J. Plasma Fusion Res. Vol.95, No.10 (2019)４
９０‐４９２

小特集

電子加速器の小型化をめざしたレーザー加速器研究：
X 線自由電子レーザーへの挑戦
Laser Electron Accelerator Aiming at Miniaturization of Particle Accelerator:
Application to Xray Free Electron Laser

１．はじめに
1. Introduction
佐野雄二
SANO Yuji
科学技術振興機構（原稿受付：２
０
１
９年１月２
７日）

レーザーは１９６０年の発明以来，分光や干渉による精密計

究開発が国内外で精力的に進められている［２‐４］．欧米や測法の開発，慣性核融合への応用，重力波の検出，光格子

韓国などの諸外国ではペタワット（PW）を超える高出力の時計の開発など広範な科学技術フロンティアの開拓に活用

Ti:Sapphire レーザーを使用し，4 GeV を超える加速エネル

されてきた．一方近年では，通信・計測・加工などの産業ギーを達成している．我々は内閣府革新的研究開発推進プ

および医療の発展に大きく貢献し，その市場は拡大の一途

ログラム ImPACT「ユビキタス・パワーレーザーによる安を辿っている．核融合分野では，慣性核融合実験装置のド

全・安心・長寿社会の実現」にて，安定で再現性が高くかライバーや磁場閉じ込め核融合実験装置の炉心プラズマ診

つ将来の小型化を睨んだエネルギー効率の高い電子加速を断（Lidar による電子密度分布計測，トムソン散乱による電めざした開発を行っている［４］．

子温度計測）等に使用されている．また，炉心プラズマ閉

本ImPACTプログラムの構成を図１に示す．大阪大学はじ込め用の超伝導コイル容器の製造にも，レーザー溶接がPj-1A（レーザー加速要素技術開発）および Pj-1B（レーザー活用されている．

加速統合プラットホーム）を担当し，小型の Ti:Sapphire

光子はボーズ粒子であり空間電荷効果も生じないため，

レーザー（40 TW×２ビーム）を使用して世界で最も安定

理想的には波長程度の領域にレーザーのエネルギーを集中で効率の高い電子加速を達成している（加速エネルギーすることができる．また，超短パルスレーザーを使用すれ500 MeV）．また，理化学研究所放射光科学研究センター

ば時間的にもエネルギーを集中することができる．高強度内にレーザープラズマ電子加速に特化した専用の実験プのレーザーを真空中の希ガスジェットに集光すると強大なラットホーム（図２）を構築し，電子の多段加速実験を進

電位勾配を持ったプラズマ波（航跡波）を誘起することがめている．

できる．そこに電子を入射すれば，あたかも波乗りをする

安定した電子加速を行うためには，レーザーや加速電子

サーファーのように電子はプラズマ波からエネルギーを受の特性評価が不可欠であり，フェムト秒かつマイクロメー

け取り，瞬時に加速される［１］．このプロセスをレーザー

トルのオーダーでレーザーおよび電子ビームを計測・制御

プラズマ加速あるいはレーザー航跡場加速などと称する．

する必要があ る．このため量子科学技術研究開発機構

レーザープラズマ加速の加速勾配は 100 GeV/m にも達し，（QST）が Pj-1D（ビーム計測・制御）を担当し，航跡波の従来の加速器の千倍以上の加速勾配を有している．このた実時間計測などの計測・診断技術の開発を行い，プラットめ，レーザープラズマ加速は加速器を大幅に小型化するた

ホームにシステムを設置している．

めの潜在的能力があると考えられる．

レーザープラズマで加速された電子ビームをアンジュ

このような背景から，レーザープラズマ加速に関する研

レータに入射すれば，極短パルスの放射光源が実現する．

Japan Science and Technology Agency, TOKYO 102-0076, Japanauthor’s e-mail: yuji-sano@ims.ac.jp

４９０!2019 The Japan Society of Plasma
Science and Nuclear Fusion Research

Special Topic Article

1. Introduction

Y. Sanoそこ で，高 エ ネ ルギ ー 加 速 器 研 究 機 構（KEK）が 発 明

５．極短周期アンジュレータの開発

し，国内外で広く使用されている真空封止型アンジュレー

６．おわりにタの技術を更に発展させることにより，コンパクトな放射

紙面の制限もありレーザープラズマによる加速技術とそ光源の実現をめざした．このため KEK が Pj‐
１C（マイクロの X 線自由電子レーザー（X-ray Free Electron Laser）へのアンジュレータ）の開発を担当し，数十の磁極を一枚の磁応用に的を絞り解説しているが，その他にも誘電体材料を石板に書き込むことにより，モノリシックな極短周期アン加速空洞として使用し，強力なテラヘルツ波やレーザーを

ジュレータを実現した．

ドライバーとすることにより，超小型電子加速器を実現し

本小特集では，主にImPACTプログラムで開発を行ってようとする試みも行われている．また，数フェムト秒といきたレーザープラズマ加速に関わる研究開発の概要を，以うレーザープラズマ加速電子の短バンチ性を活用し，超高下の構成で紹介する．

速の動的電子線回折に応用する試みも行われている［５］．

１．はじめにまた，３．で解説する通り，レーザープラズマにより電子加２．レーザープラズマ電子加速の原理

速部分の小型化は大きく進展しているものの，ドライバー

３．レーザープラズマ電子加速の要素技術開発には従来の高出力 Ti:Sapphire レーザーを使用しているた

４．レ ー ザ ー プ ラ ズ マ 電 子 加 速 研 究に お け る レ ーめ，電子加速部分と比較してレーザー装置の小型化は遅れ

ザー・プラズマと電子ビーム特性評価

図１

図２ている．このため，加速用レーザーシステムの抜本的な性

ImPACT におけるプログラム構成．

レーザープラズマ電子加速実験プラットホーム．

４９１

Journal of Plasma and Fusion Research Vol.95, No.10 October 2019

Science 2018, Yokohama, April 2018.
［４］www.jst.go.jp/impact/program，革新的研究開発推進
プログラム（ImPACT）ユビキタス・パワーレーザー
による安全・安心・長寿社会の実現．
［５］http : / / www. jst. go. jp / crest / laser / reserchers /reserchers21.html#hosokai, CREST 先端光源を駆使した光科学・光技術の融合展開「光制御極短シングル電子パルスによる原子スケール動的イメージング」．
［６］www. jst. go. jp / mirai / jp / program / large-scale-type /index.html#theme01，未来社会創造事業 大規模プロ
ジェクト型「粒子加速器の革新的な小型化及び高エネルギー化につながるレーザープラズマ加速技術」．

能向上と小型化をめざした検討が２０１７年度より開始されている［６］．
本小特集がレーザープラズマ加速に対する読者の理解を助け，この分野の発展に寄与することを願っている．

参考文献［１］T. Tajima and J.M. Dawson, Phys. Rev. Lett. 43, 267 (1979).
［２］「X 線自由電子レーザー実現のためのレーザー加速：先端加速器との融合」特集号 レーザー研究 45, No.2 (2017).
［３］http://opicon.sakura.ne.jp/opic2018/ja/conferences/heds, International Conference on High Energy Density

４９２

J. Plasma Fusion Res. Vol.95, No.10 (2019)４
９３‐４９７

小特集 電子加速器の小型化をめざしたレーザー加速器研究：X 線自由電子レーザーへの挑戦

２．レーザープラズマ電子加速の原理
2. Principles of Laser-Plasma Electron Acceleration
益田伸一
MASUDA Shinichi
高エネルギー加速器研究機構（原稿受付：２
０
１
９年５月２
４日）

プラズマに高強度極短レーザーパルスを集光することによって励起されるプラズマ波の加速勾配は，100 GV/m に達することが可能であり，加速長を従来加速器の３桁近く短縮することができる．加速器の小型化
により，移動式加速器の実現やさらなる高エネルギー物理の開拓が期待される．ImPACT プログラムでは，将来の小型 XFEL 開発のための小型電子加速器開発をめざすため，レーザープラズマ電子加速に基づく多段加速による安定な 1 GeV 電子加速を目標に研究が遂行された．本章では，高強度極短レーザーパルスのプラズマ中の伝搬，プラズマ波の励起，および電子のプラズマ波への入射と電子加速の原理，さらに多段加速について記述する．
Keywords:
electron acceleration, plasma wave, high intense short pulse laser

２．
１ はじめにつプラズマをターゲットにした場合とほぼ等価であると考

レーザープラズマ電子加速は，プラズマにレーザーパル

えられる．多くの理論・シミュレーション研究では，電離スを集光することによってプラズマ波を励起して，プラズ

過程は考慮せず，あらかじめ電離した状態に基づいていマ波の加速位相に電子を入射し，電子を加速する方法である．また，プラズマ中の電子の運動は相対論的領域にあり，る［１，２］．プラズマには固体構造が無いため，絶縁破壊等にターゲットの温度は室温程度でありプラズマ温度は無視でよる加速勾配の制限が無く，100 GV/m の加速勾配を生じきるので，冷たいプラズマの運動に基づいた理論検討が主ることが可能である．現在実用化されている高周波加速方に成されている．

式の３桁近く加速長を短縮できるので，加速器施設の小型

本章では，冷たいプラズマにレーザーパルスを集光した化による移動式加速器の実現，高エネルギー物理学や放射時に起きる現象であるプラズマ中のレーザー伝搬，プラズ

光科学研究のための施設建設費の抑制が期待されている．

マ波励起，および電子入射と加速の原理，さらに多段加速

プラズマ波の波長は 10 fs のオーダーであるので，極短電子について述べる．

バンチの発生源としても期待されている．ImPACT プログ

２．
２ レーザーパルスのプラズマ中の伝搬

ラムでは，従来の 1/10 のミリメートルオーダーの周期長の極短周期アンジュレータ（本小特集の５章参照）を使用しレーザープラズマ電子加速研究において，通常，レーた将来の小型 X 線自由電子レーザー（X-ray Free Electron

ザーパルスは直線偏光した Gauss（TEM00）モードが使用さ

Laser ; XFEL）開発のための小型電子加速器開発をめざす

れる．(-)-*直交座標系に於いて時間 &に，真空中を *方向ため，レーザープラズマ電子加速に基づく多段加速によるに伝搬し (方向に直線偏光しているレーザーパルスの電場

安定な 1 GeV 電子加速を目標に研究が遂行された．

は，

レーザープラズマ電子加速実験の多くは，室温の中性ガ

(#")#
'
!(%
(
!
)
!
*
!
&
*
!
&
&
$!! !&*(!!
&
"#(%
'
'#

スをターゲットにして，高強度レーザーパルスをターゲッ
トに集光する方法を取っている．ガスターゲットは，レー$"& （１）#&*(%

ザーパルスの電場によって電離してプラズマと成るが，集光されたレーザーパルスのピーク強度は，ガス原子の光電と近似できる．ここで，離に要する閾強度よりも遥かに高いので，電離はレーザー

(#")#
*
"$#&
*!%
%
'!"! "，
")
!%
*
"
#
$

パルスの先端の裾野の部分で行われる．プラズマ波の励起に係わるパルスのピークがプラズマに到達するまでにプラ

#
#
#
%
'!
$
，'$'! ""*#，"$*!""*
*
$$
#"
#
*
*
#
$

ズマ電子密度分布が大きく変化をする時間はない．したがって，ガスターゲットの代わりに，同様の密度分布を持（２）High Energy Accelerator Research Organization, IBARAKI 305-0801, Japanauthor’s e-mail: shinichi.masuda@kek.jp

４９３!2019 The Japan Society of Plasma
Science and Nuclear Fusion Research

Journal of Plasma and Fusion Research Vol.95, No.10 October 2019である．)はレーザーパルスの中心角周波数である．*はラズマ電子加速実験で使われる中心波長 800 nm の Ti:Sap-

それに対応する波数（#%(）で，'を真空中の光の速
"
"
*)
!
!

phire レーザーの角周波数は，〜2.4×1015 rad/s なので，臨度として，*%)$'の関係がある．(' はレーザーのパルス幅を表す．"!は集光点での電場の振幅，/!は集光点でのレー海出力は 32 TW となり，技術的に十分に達成可能な出力でザーの進行方向に対する横方向の大きさである．%-(2")のエンベロープの一例を図１（b）に示す．図１（a）と同じはレーザーパルスの時間構造を表す関数で，通常，

レーザーパルスをプラズマに照射しているが，自己収束効

#
')
(
!2$
%-(
2
"
%*/-#!
)$#($'

ある．プラズマ中を自己収束して伝搬するレーザーパルス

果により伝搬長が延び，かつレーザー軸上の強度が高く（３）なっていることがわかる．
また，あらかじめプラズマに密度チャンネルを作り屈折や，率分布を与えることにより，レーザーの伝搬距離を伸ばす
方法が研究されている［５‐８］．本小特集の３章では，キャピ

%-(
2
"
)

ラリ放電によるレーザーパルス導波について解説されてい

'
')
'&(
)
,. (
!2$
!(
!2$
' &'
(
（４）
%% #
'
'#!(
'
!
!2$
!2$
'"(
' #-

る．
レーザーは電磁波であるのでプラズマ中の電磁場の横波の様に定義される．式（４）の ('はレーザーパルスの電場を##に対する分散関係 )#%(
より，プラズマ中を伝搬
'
*)
")-

電力に換算した時のパルス長の半値全幅に対応する．レーするレーザーパルスの位相速度 .-は，

ザ ー パ ル ス の 縦 方 向 の 電 場 を 無 視 で き な い 場 合 は，

!"
#

)
.- ")
%
% "!! -"
' '* ')"%!の関係より，
'$
)*
"0
"2(
0
"
1
"
2
"
)
%!
**
0

であり，真空中の光速 'よりも速くなる．群速度 .+は式（６）の逆数で，

0#"1#
/
0 0
#
%"! !!) #! "*/-!!
"
/ *
/ $
/#
-*/-(
)
%)
#%-()

（８）

#

)
.+ "*
)
%
% "!! -"
' '*
* '
)

（５）

（９）

の様な縦方向電場を考慮に入れる．レーザーパルスの縦方となる．厳密には，&!が１より非常に小さい線形領域では

向磁場については，!%(##"から，!1%"0となる．
'$))

式（８）および式（９）の様に書けるが，&!が１近く以上にな

縦方向磁場は，式（５）と同様に '$!%!から !2を得られる．レ ー ザ ー 強 度 は 規 格 化 ベ ク ト ル ポ テ ン シ ャ ル
&!%(
"!$
+'
)で表す．真空中のレーザーパルスのエンベ
ロープは，図１（a）に示す様になる．レーザー光を収束すると，強度は焦点で最も高くなり，焦点の下流では回折により発散するので，レーザーパルスの集光強度を保てる空間的な長さは，式（２）に示すレイリー長 2( 程度になる．したがって，プラズマ波が励起される領域はレイリー長程度に制限されるので，加速長も制限される．
しかし，大強度のレーザーパルスの場合，電子を相対論的速度で振動させる結果として電子質量の増大により，レーザーの伝搬軸を中心とする屈折率に実効的な分布を生じ，レーザーパルスに収束効果を与え，レーザーパルスの伝搬距離が伸張される．このために必要になるレーザーパルスの臨界出力は，
#

)
!
#)%"&
%! "［GW］)-（６）とされる［３，４］．ここで，)-は，プラズマ波の角周波数で，プラズマ中の電子密度 ,*で決まるプラズマ振動数#)-% ,*(
& +*&
!

（７）

図１ （a）
真空中のレーザー強度のエンベロープ．空間距離は，レーザーの波数 k で規格化している．集光点でのレーザー
強度は a0 ＝ 2 である．（b）
プラズマ中を伝搬するレーザーパ
ルスの自己収束効果のある場合のレーザー強度のエンベ
ロープ．)/)p ! 15 の条件下での２次元 PIC シミュレーショ
ンの結果である．

である．ここで (は +*それぞれ電子の電荷，質量，そして
18
−3
&
プラ
!は真空の誘電率である．例えば，電子密度 10 cm

ズマ振動数は，5.6×1013 rad/s である．多くのレーザープ
４９４

Special Topic Article

2. Principles of Laser-Plasma Electron Acceleration

S. Masuda

る 非 線 形 領 域 に お い て は，補 正 が 必 要 に な る［９，１０］．
%."%になる時のプラズマ電子密度を臨界密度 &+といい，これより大きな電子密度の時に式（８）および（９）は虚数となり，レーザーパルスは，プラズマ中を伝搬できなくなる．

２．
３ プラズマ波の励起
プラズマは電子とイオンに電離した状態であるが，レー
ザープラズマ電子加速においては，イオンの質量が重いた
め電子の運動のみを考慮することが普通である．プラズマに集光されたレーザーパルスは，プラズマ中の電子に振動運動を起こし，レーザーパルスの強度分布による動重力により，レーザーパルスの進行する領域からプラズマ中の電子を排除する．排除された電子は，後に残されたイオンとの荷電分離により生じる電場により引き戻される．その結果，前述したレーザー電場による振動とは異なる集団的な電子のプラズマ振動が生じる．このプラズマ振動は，レーザーパルスのプラズマ中の進行によって励起されるので，
プラズマ振動の位相はレーザーパルスに引きずられることになり，結果として式（９）に示すレーザーパルスの群速度と同じ位相速度でレーザーパルスと共に進行する電子の疎密波が励起され，それに伴ってプラズマ波が生じる．
レーザーの電磁場が横波（電磁波）であったのに対してプラズマ波の電磁場は縦波（静電波）になる．レーザーパル
スによって励起されるプラズマ波の角周波数は，式（７）のプラズマ振動数 %.に一致する．
プラズマ波の振幅や波形は，励起レーザーパルスのパル
ス長や振幅によって変化する．パルス幅がプラズマ波長程度の領域にある場合，共鳴条件を満たす時に効率よくプラ
ズマ波を励起することができる．図２にレーザーパルスの!
%と し た と き に，パ ル ス 幅 を
ピ ー ク 強 度 を "!"!
%$!
!#"%!（%.$%#%）の範囲で変えた場合に励
) "#
) $!
図２

起されるプラズマ波の電場を示す．プラズマの電子密度の!
&+"!
!!"と し て い る．%$!#"!!
初 期 値 は，&,"
) "&
（%.$
）でほぼ同じ振幅のプラズマ波が励起されて) $##$
いるが，この範囲外ではプラズマ波振幅が急激に小さくなることがわかる．図３に，同じ密度のプラズマに，パルス

プラズマ中にパルス幅の異なるレーザーパルスを伝播させたときに励起されるプラズマ波の電場．１次元 PIC シミュ
レーションによる結果．レーザーパルスの時間構造は，式（４）の波形に対応している．%$（a）20，（b）
L はそれぞれ60，（c）
80，（d）
100，（e）
150 で あ る．レ ー ザ ー 強 度 は
a0 = 0.5で，電子密度の初期値は，ne / nc ＝ 0.001としている．

!で異なる"!を持つレーザーパルスを伝搬させた
長%$) "'時のプラズマ波の電場と電子密度を示す．"!が小さい時はである．図１，図２に示したプラズマ波は，レーザー航跡

密度揺動を摂動として扱えるので，図３（a）（図２（c）と同場とも呼ばれる．

じ条件）のようにプラズマ波の電場および密度は正弦波的である．図３（a），（b），および（c）に示すように，"!を大き２．
４ 電子のプラズマ波への入射と加速くしていくと，レーザーパルスによって排除される電子がプラズマ波による電子加速を行うためには，プラズマ波

多くなり密度揺動の振幅が初期密度と比べて無視できないの加速位相に補足されるエネルギーを持ち，エネルギー広領域では，密度分布はスパイク状になり，電場はノコギリがりが小さく，そしてプラズマ波長よりも短い電子バンチ

波状になる．"!の増加と共にプラズマ波長が長くなる効果

を適切なタイミングで入射する必要がある．別の加速器かとプラズマは振幅の減衰も見られる．さらに振幅がら供給される電子バンチを入射する外部入射の場合は，電!*( "!#%
!*(!
#
&
.!"

子バンチ長やタイミングジッターが共に 10 fs 以下のもの（１０）が要求されるが，この様な精度で行われた実験はまだ存在しない．特に高精度同期の問題は，今後の開発要素の一つを超えるとプラズマ波破砕が生じる［８，１１，１２］．ここで，
"
#
."
，
# #
#
!"!'-"%%#!*(!" , .
$である．
非線形プラズマ波の破砕が起こるとそれに伴って電子の（１１）

プラズマ波への自己入射が生じる［１３］．図３（d）に示すよ
４９５

Journal of Plasma and Fusion Research Vol.95, No.10 October 2019

主となるレーザーパルスとは別に複数のレーザーパルスをプラズマに入射してプラズマ波への電子入射を行う光学的入射方式が提案されている［３８‐４０］．これらの内，主レー
ザーパルスに対向するレーザーパルスをプラズマに入射す
る 方 法［３９］が，実 験 的 に も 一 定 の 成 功 を 収 め て い る
［４１，
４２］．

２．
５ 多段加速以上に記述した様に，高強度極短レーザパルスによるプ
ラズマ中のレーザー伝搬，プラズマ波励起，およびプラズ
マ波への電子入射と補足，プラズマ波に捕捉された電子の加速が，レーザープラズマ電子加速の過程である．前述したように，一つのレーザーパルスをプラズマに集光して，プラズマ波励起とプラズマ波への電子入射をし，さらに電子加速を安定に行うのは難しいことがこれまでの研究で明らかである．レーザープラズマ電子加速による電子発生，
電子入射，および電子加速の過程を分離して，それぞれを制御することが重要である．また，加速部を追加していく
事により，さらに高エネルギーの電子加速を行うことができる．ImPACT プログラムのレーザープラズマ電子加速開発では，図４に示すような多段加速による１GeV 電子バン
チ発生が目標とされた［４３］．以下に多段加速の概要を述べる．
初段の電子バンチ発生部では，プラズマに非線形領域の強度のレーザーパルスを集光しプラズマ波励起およびプラ
図３

プラズマにピーク強度の異なるレーザーパルスを伝播させたときに励起されるプラズマ波の電場と電子密度．レー
ザーパルス強度 a0 はそれぞれ，（a）
0.5，（b）
1.0，（c）
1.5，（b）
2.0 である．パルス幅は "!
L = 80 で，初期電子密度は
ne / nc ＝ 0.001 である．（a）
は，図２（c）と同じ条件である．

ズマ波破砕を引き起こす．この結果，プラズマ波にプラズ
マ中の電子を自己入射し，熱的エネルギー分布を持った大電荷を持つ極短電子バンチを発生する．この時のエネル
ギー分布は連続スペクトルになるので，二極磁石を組み合わせたシケイン，あるいはソレノイドまたは四極磁石を組

うに電子密度がスパイク状になり，波の破砕を起こし電子

み合わせた電子輸送系と，スリットやピンホールを使用しが加速位相に入射される．レーザープラズマ電子加速の実てエネルギー選別し単色電子ビームを切り出す．この方法

験の多くは，自己入射によるものである［１４‐３３］．この方法による電子源は非線形プラズマ波を利用するが，安定な電では，プラズマ波の励起，電子入射，および電子加速を一子源となり得ることが最近の研究によって期待されているつのレーザーパルスで駆動することができる．しかしなが［４４］．

ら，非線形領域でのプラズマ波の制御は極めて難しい．非多段加速の後段は，２段目の位相回転部と３段目の追加

線形プラズマ波励起では，レーザーパラメータやプラズマ速部から構成される．初段で切り出された電子バンチの持密度のわずかな変動に極めて敏感なので，レーザーシステ

つエネルギー広がりにより，電子バンチの伝搬距離に応じ

ムやプラズマ供給システムの安定化が非常に重要である．

て電子バンチ長が長くなるので，２段目のレーザープラズ

これに対して，レーザーパルスの進行方向に，プラズマ密

マ電子加速によって電子バンチ長の位相回転による圧縮を度分布の段差を作って電子の自己入射を行う方法が提案さ行う．３段目のブースター部では，圧縮された電子バンチ

れている［３４‐３７］．これらの方法では，線形領域のプラズをプラズマ波の加速位相に入射して追加速を行う．ここでマ波への入射が可能である．

２段目および３段目に線形領域のプラズマ波を励起するこ

その他の電子入射方法として，プラズマ波励起のための

図４とにより，安定化が期待できる．また，１段目の電子源を多段レーザープラズマ電子加速の概念図．

４９６

Special Topic Article

2. Principles of Laser-Plasma Electron Acceleration［９］C.D. Decker and W.B. Mori, Phys. Rev. Lett. 72, 490 (1994).
［１０］E. Esarey et al., Phys. Rev. Lett. 84, 3081 (2000).
［１１］E. Esarey and M. Pilloff, Phys. Plasmas 2, 1432 (1995).
［１２］T. Katsouleas and W.B. Mori, Phys. Rev. Lett. 61, 90 (1988).
［１３］S.V. Bulanov et al., Phys. Rev. Lett. 78, 4205 (1997).
［１４］S.P.D. Mangles et al., Nature 431, 535 (2004).
［１５］C.G.R. Geddes et al., Nature 431, 538 (2004).
［１６］J. Faure et al., Nature 431, 541 (2004).
［１７］E. Miura et al., Appl. Phys. Lett. 86, 251501 (2005).
［１８］V. Malka et al., Phys. Plasmas 12, 056702 (2005).
［１９］A. Yamazaki et al., Phys. Plasmas 12, 093101 (2005).
［２０］T. Hosokai et al., Phys. Rev. E 73, 036407 (2006).
［２１］C.-H. Hsieh et al., Phys. Rev. Lett. 96, 095001 (2006).
［２２］B. Hidding et al., Phys. Rev. Lett. 96, 105004 (2006).
［２３］S.P.D. Mangles et al., Plasma Phys. Control. Fusion 48,
B83 (2006).
［２４］M. Mori et al., Phys. Rev. Lett. A 356, 146 (2006).
［２５］W.P. Leemance et al., Nature Physics 2, 696 (2006).
［２６］S. Masuda et al., Phys. Plasmas 14, 023103 (2007).
［２７］T. Kameshima et al., Appl. Phys. Express 1, 066001 (2008).
［２８］N.A.M. Hafs et al., Nature Photonics 2, 571 (2008).
［２９］M. Mori et al., Phis. Rev. ST Accel. Beams 12, 082801(2009).
［３０］E. Miura and S. Masuda, Appl. Phys. Express 2, 126003(2009).
［３１］T. Hosokai et al., Apple. Phys. Lett. 96, 121501 (2010).
［３２］N. Nakanii et al., Europhys. Lett. 113, 34002 (2016).
［３３］Y. Sakai et al., Phys. Rev. Accel. Beams 21, 101301 (2018).
［３４］J.U. Kim et al., Phys. Rev. E 69, 026409 (2004).
［３５］M.C. Thompson et al., Phys. Rev. ST Accel. Beams 7,011301 (2004).
［３６］T.-Y. Chen et al., Phys. Rev. Lett. 94, 115003 (2005).
［３７］K. Koyama et al., Nucl. Instrum. Methods Phys. Res. A
608, S51 (2009).
［３８］D. Umstadtter et al., Phys. Rev. Lett. 76, 2073 (1996).
［３９］E. Esarey et al., Phys. Rev. Lett. 79, 2682 (1997).
［４０］H. Kotaki et al., Phys. Plasmas 11, 3296 (2004).
［４１］J. Faure et al., Nature 444, 737 (2006).
［４２］H. Kotaki et al., Phys. Rev. Lett. 103, 194803 (2009).
［４３］T. Hosokai and Y. Sano, EuroNNAc and EuPRAXIA
Workshop on a European Plasma Accelerator, Pisa, Italy,
Jun. 29-July 1 (2016).
［４４］N. Nakanii et al., SPIE Optics + Optelectronics 2015, Prague, Czech Republic, April 15 (2015).

駆動するレーザーパルスと同じ光源を同期に使用する事によりタイミングジッターを最小にすることができる．
２段目，３段目の部分を下流に追加していくことにより，より高エネルギー領域のレーザープラズマ電子加速の実現が期待される．このためには，レーザーのパラメータ，
レーザーの集光点でのポインティング，およびプラズマ密度分布の高精度な再現性を実現しなければならない．

２．
６ おわりにレーザープラズマ相互作用は複雑な過程である．解析的に解けるのは，時間と共に変化しないレーザーパルスに対する場合で，線形領域（!!!"）ではプラズマ波励起の３次元問題，非線形領域（!!!"）では１次元問題に対して，解が存在していることが知られている．しかしながら，
レーザーパルスの時間発展を含めたレーザープラズマ相互作用を自己無撞着に解くためには，数値計算によるシミュ
レーションが必要になる．本章ではレーザープラズマ電子
加速の原理を理解するための最低限の知識をまとめたつもりであるが，本章で扱わなかった事項やさらに詳しいレーザープラズマ電子加速の原理については，文献［１］および［２］を参照されたい．

謝

S. Masuda

辞

本章で紹介した多段加速の研究の一部は，総合科学技術・イノベーション会議により制度設計された革新的研究開発推進プログラム（ImPACT）により，科学技術振興機
構を通した委託によるものが含まれている．

参考文献［１］E. Esarey et al., Rev. Mod. Phys. 81, 1229 (2009).
［２］小方 厚 他：レーザーとプラズマと粒子ビーム（大阪
大学出版会，２０
１２）．
［３］P. Sprangle and C.-M. Tang, IEEE Trans. Plasma Sci. 15,
145 (1987).
［４］W. Leemans et. al., IEEE Trans. Plasma Sci. 24, 331 (1996).
［５］A. Zigler et al., J. Opt. Soc. Am. B 13, 68 (1996).
［６］T. Hosokai et al., Opt. Lett. 25, 10 (2000).
［７］K. Nakamura et al., Phys. Plasmas 14, 056708 (2007).
［８］J.M. Dawson, Phys. Rev. 113, 383 (1959).

４９７

J. Plasma Fusion Res. Vol.95, No.10 (2019)４
９８‐５０３

小特集 電子加速器の小型化をめざしたレーザー加速器研究：X 線自由電子レーザーへの挑戦

３．レーザープラズマ電子加速の要素技術開発
3. Development of Key Technologies for Laser-Plasma Electron Acceleration
酒 井 泰 雄１），金展２），PATHAK Naveen１），夏 井 拓 也３），吉 田 光 宏３），南 部 健 一４），
武 藤 俊 哉４），末 田 敬 一１），ZHIDKOV Alexei３），兒 玉 了 祐５），細 貝 知 直１，２）
SAKAI Yasuo１）, JIN Zhan２）, PATHAK Naveen１）, NATSUI Takuya３）, YOSHIDA Mitsuhiro３）,
NANBU Kenichi４）, MUTO Toshiya４）, SUEDA Keiichi１）, ZHIDKOV Alexei３）,
KODAMA Ryousuke５）and HOSOKAI Tomonao１，２）１）

大阪大学産業科学研究所，２）理化学研究所放射光科学研究センター，３）高エネルギー加速器研究機構，

４）

東北大学電子光理学研究センター，５）大阪大学レーザーエネルギー学研究センター，６）量子科学技術研究開発機構（原稿受付：２
０
１
９年７月１日）レーザープラズマ電子加速器の実現に向けて安定で再現性の高いシステムをめざして研究開発が行われている．本章では，ImPACT プログラムで開発が進められた多段加速スキームを用いた電子加速の要素技術開発を概説する．コンポーネントとなる超音速パルスガスジェットを用いた電子源，発生する電子バンチをエネルギー
選別する放電パルス駆動の電子ビーム光学系，及びビームを長距離加速するためのプラズマ光導波路の開発状況を述べる．また，レーザー加速プラットフォームに構築された光源応用のためのパルス四重極磁気レンズを用いた電子ビーム輸送ラインを紹介する．
Keywords:
laser-wakefield acceleration (LWFA), pulse power, plasma-optical-guiding channel, beam transport

３．
１ はじめにX 線自由電子レーザーのドライバー加速器をレーザー加速

レーザー航跡場電子加速（Laser Wakefield Acceleration:で実現することを究極の目標に掲げ，まずは，リピータブ

LWFA［１］）では既に１０GeV に迫る高エネルギー電子ビー

ルかつ安定な GeV 級のビーム発生を実現すべく多段レー

ムの発生も実証されたものの［２］，依然として実用に耐え

ザー航跡場加速方式が採用された．同プログラムでは多段る安定性（再現性）をもつ高エネルギー電子ビーム発生法

レーザー航跡場加速の基本コンポーネント開発を大阪大学は確立されていない．本小特集第２章で解説された通り，の実験室にて実施し，その後，これらは理化学研究所播磨

これまで主として研究が進められてきた自己入射方式（例

キャンパスのレーザー加速プラットフォーム上でレーザー

えば，プラズマ波破砕による電子入射など）の LWFA では

加速ビームラインに組み込まれ，現在，多段レーザー航跡

１つのガス標的中で電子入射と電子加速を単一のレーザー場加速実験が実施されている．本章では，これら，多段

パルスで行う．標的ガス中に励起された非線形レーザー航

レーザー航跡場加速の基本コンポーネントおよび多段加速

跡場中で電子の入射（生成）と加速が同時に起こり，高エ

実験について概説する．また，レーザー加速の電子ビーム

ネルギー電子ビームを発生する．しかし，大電荷の極短かをアンジュレータへ輸送するビームラインの開発状況につつ単色の高エネルギー電子ビームを毎ショット再現性良くいても紹介する．

生成するにはたくさんの課題がある．例えば，電子ビームの大電荷量化に適切な標的のプラズマ密度は，高エネル

３．
２ レーザー加速プラットフォーム

ギーをめざす場合の標的密度と異なり両立が難しいこと，

３．
２．
１ 多段加速のシステムの構成

フェムト秒（fs）スケールの極短電子パルスをレーザー航跡

本小特集第５章にて解説されるマイクロアンジュレーター

場の極めて狭い（〜10 fs 以下の）加速位相へ正確に入射すを用い，1 keV のアンジュレータ放射を得ることを目標とる必要があること，さらに，励起される加速場が制御の難

す る と き，電 子 ビ ー ム パ ラ メ ー タ と し て エ ネ ル ギ ー

しい非線形航跡場であること，などである．これらを解決!#1 GeV，エネルギー拡がり$!"!!1％，規格化横エミッする方策として，複数の高強度レーザーパルスでレーザー!10 fs でバン
タンス：%!"!1 mm-mrad，パルス時間幅：&

航跡場を駆動し，その機能を電子入射と加速に分離（従来チあたり電荷量 10 pC を最初の達成数値目標とし，これを加速器の電子銃と加速管に相当する）する多段レーザー航達成するためのレーザー加速プラットフォームが理化学研

跡場加速が提案されている［３］．ImPACT プログラムでは究所播磨キャンパスに構築された．図１にレーザー加速プ

Institute of Scientific and Industrial Research, Osaka Univ., OSAKA 567-0047, Japancorresponding author’s e-mail: y.sakai@sanken.osaka-u.ac.jp

４９８!2019 The Japan Society of Plasma
Science and Nuclear Fusion Research

Special Topic Article

図１

3. Development of Key Technologies for Laser-Plasma Electron Acceleration

安定な GeV 級電子ビーム発生ための多段レーザー航跡場加速装置の概念図．

図２

Y. Sakai et al.

プラットフォームレーザーシステムの構成図．

ラットフォームで構築された GeV 級電子ビーム発生のた

40 TW 級のチタンサファイア（Ti: Sapphire）レーザーを用めの多段レーザー航跡場加速装置の概念図を示す．真空容いる．三つのレーザー航跡場の正確な時間同期を得るため

器内で，上流部に超音速パルスガスジェットを標的とするに，フロントエンドシステムから射出されるレーザーパル

電子入射器，下流には放電プラズマチャネルで形成する光

スを三つのレーザーパルスに分岐した後にそれぞれ独立の導波路を標的とする追加速部，入射器と追加速部の間にソ増幅器を用いて１パルス当たり 1.5 J，3 J，14 J まで増幅すレノイドを配置する．ソレノイドは入射器からの電子ビー

る．さらにそれぞれのレーザーパルスを各段のレーザー航ムのエネルギー選別と追加速部入口への集束を同時に行う．

跡場に最適なパルス幅とチャープとする為にそれぞれ独立

LWFA では，駆動レーザーの伝播軸上で電子ビームが加にパルス圧縮を行う．システムは現在，1.5 J，3 J のライン速される．したがって，多段加速スキームでは入射電子が稼働し二段での多段レーザー加速の実証実験が行われてビームの伝播軸と追加速航跡場を励起するレーザーの伝播

いる．最終的には，14 J ラインも稼働し，プラットホーム

軸が正確に重なることが必要である．追加速レーザー航跡

レーザーシステムから射出される三つのレーザーパルスは場の励起において，入射電子ビームの伝播軸上に追加速航電子入射，位相回転器，追加速の機能に特化したプラズマ

跡場の軸を放物面鏡（Off-Axis Parabola: OAP）だけで高い波を励起するため，それぞれ１パルス当たり 1 J―20 fs，2 J

精度で一致させることはアライメントの技術上困難である―20―50 fs（可変）及び 10 J―２０―100 fs（可変）に調整される．

ため，ビームの軸上に平面ミラーを配置し集光する光を一

パルスの繰返しはそれぞれ初段 10 Hz，二段 5 Hz，三段 0.1

度折り返して軸上に集光する．なお，平面ミラーの中央部

Hz である．多段レーザー航跡場加速では複数のレーザーには入射電子ビームが通過できるように直径５ミリ程度の航跡場の空間的な重ね合わせが安定かつ再現性の良い電子穴を設ける．平面ミラーには誘電体多層膜ミラーを用いる

ビーム発生にとって極めて重要である．このレーザー航跡

が，ミラー表面のレーザー強度を損傷閾値以下とするよう場同士の軸ずれを防ぐ為にレーザーパルスを伝送する全てに集光点から平面ミラーまでの距離を決定する．安定かつの光学コンポーネントを一枚の光学テーブル上に配置する

再現性の高いビームの加速という観点からは，入射器から構成を採用した．同様の理由から三つのパルス圧縮器ユ

追加速部までの距離はできるだけ短くすることが望ましい

ニットも真空容器中に設置した一枚の光学定盤上に並列にが，上記の理由より図１に示す本システムでは両者の距離配置した．さらに，外部からの振動を高いレベルで避けるは約 2 m となっている．多段加速では，入射器からの電子ことを意図し，レーザーシステム，パルス圧縮器用真空容

ビームを高い生存率で正確に下流の追加速航跡場へ輸送す器及びレーザー航跡場加速ビームライン等，全ての機器をることが最も大きな課題であり，レーザースポットと電子床板が強固な一枚の岩盤で構成されている旧 SCSS 加速器

ビームの位置安定性の確立が鍵となる．

トンネル内部に設置した．ただし振動の大きな真空ポンプ

入射器と追加速部，それぞれのレーザー航跡場を励起す

類，排熱の大きな各種電源類，最終段アンプ用のポンプ

る二つのレーザーパルスは正確に時間同期し，さらにそれ

レーザーはトンネル外に設置した．

ぞれの航跡場の機能に最適化されたエネルギーとパルス幅

３．
２．
３ 多段レーザー加速の設計に調整される．なお，多段加速スキームでは，追加速部を超音速パルスガスジェットをレーザー標的とし非線形モジュール化し段数を重ねていくことでより高い加速エネ

レーザー航跡場で電子ビームを発生させるいわゆる従来型

ルギーをめざすことが原理的に可能である．ガスジェットのレーザー加速は，安定なガス標的の開発，プレパルス効標的ほか各コンポーネントの詳細は本章３．
３に譲る．

果の解明，プラズママイクロオプティクス（Plasma Micro-

３．
２．
２ プラットフォームレーザー

Optics: PMO）の実証などにより，電子ビームの品質と安定

レーザー加速プラットフォームには多段レーザー航跡場

性が飛躍的に向上しており［４］，これを入射器に用いる．

加速のドライバーに特化した高強度レーザーシステムが構

そして，プラットフォームレーザーを駆動レーザーとして築された．レーザーシステムの構成図を図２に示す．フロ

多段レーザー航跡場加速を実施するために，追加速航跡場

ントエンドシステムにはチャープパルス増幅方式のの基本的な仕様に基づいて入射ビームパラメータを決定
４９９

Journal of Plasma and Fusion Research Vol.95, No.10 October 2019

し，PIC シミュレーションを用いて追加速航跡場を含むシは，高強度のメインレーザーパルスの安定な伝播を可能に

ステム全体の検討を実施した［５］．シミュレーションに用して指向性の高い電子ビームの安定発生に大きく寄与する

いた追加速航跡場へのレーザーパルス集光条件，入射電子

プ ラ ズ マ マ イ ク ロ オ プ テ ィ ク ス（Plasma Micro-Optics:

ビームのパラメータ，追加速航跡場のプラズマ密度を表１

PMO）が提案され，指向性の良い（＜10 mrad），位置安定に示す．追加速には線形領域のレーザー航跡場を用いるた性の良い（＜0.5 mrad），大電荷量（＞1 nC/shot）の電子

17

めプラズマ密度は 5×10 cm−3程度となり,加速位相のアクビームを 30 MeV 以下のエネルギーレンジで容易に発生す

セ プ タ ン ス は 30 fs 程 度 と な る．入 射 器 出 口 で 準 単 色ることが可能になった［６‐９］．しかしながら，３．
２．
３で述べ

（""!
"〜３％），〜10 fs の電子バンチを〜2 m 下流の追加

たとおり，レーザー加速プラットフォームにおける多段速航跡場の加速位相（〜30 fs）に効率的に入射するためにレーザー加速では，数値シミュレーションによるシステム

は，下流への伝搬（〜2 m）によるパルス伸長を考慮する

デザインから入射電子ビームに要求される条件としてエネと，ビ ー ム エ ネ ル ギ ー は ""100 MeV 程 度 が 必 要 と な

ルギー〜100 MeV が必要である．そこで，今回は入射電子

る．図３に追加速部を軸方向に均一なプラズマ光導波路

ビームの高エネルギー化のためのガス標的開発が実施されチャネル（プラズマ密度 5×1017 cm−3）とした場合のシている．超音速ノズル内の衝撃波で階段状の矩形密度分布

ミュレーション結果を示す．チャネル中には線形のレーを作るガス標的を用い標的上流の高密度部にプラズマ波破ザー航跡場が励起されるとともに光導波効果によりビーム

砕による電子入射部を，その後ろの低密度部に加速部を担の 加 速 利 得 は〜300 MeV/cm と な る こ と が 示 唆 さ れ たうレーザー航跡場を形成することで高エネルギー化を図［５］．この数値計算結果を指針として，目標の 1 GeV 電子

る．ノズルの構造は，全長 4 mm，のノズル内部で高密度領ビームを得るために，プラズマ密度 5×1017 cm−3，長さ最域は上流部 1 mm，低密度領域部は 3 mm である．なお，プ

大 5 cm のプラズマ光導波路の開発を実施した．

ラズマ波破砕の発生する高密度部には PMO の技術がビー
ムの安定化に寄与している．このガス標的によりエネル

３．
３ 要素技術開発

ギーレンジ 70−100 MeV，の指向性の良い（＜2 mrad）電３．
３．
１ 電子入射器

子ビームが下流のビーム制御系（パルス駆動ソレノイド）

多段レーザー航跡場加速では入射電子ビームの高い再現を通し追加速航跡場へ輸送される．現状の 100 MeV 入射電性と制御性が極めて重要となる．これまでの入射器開発で子の位置安定性〜4 mrad は PMO を用いた低エネルギーレ
ンジの場合と比べても一桁以上悪く，集光光学系，ガス標

表１

多段航跡場加速システム設計のために行われた PIC シミュ
レーションのパラメータ．

Simulation Parameter
Laser Pulse for Booster
Last Spot Size at Booster
Laser Intensity at Booster
Elestron Energy (Injector Beam)
Energy Spread
Bunch Carge
Bunch Diameter
Bunch Length
Plasma Density
Delay between Laser pulse and Electron Bunch

的の改良を含め入射器システム改良が鋭意進められてい
る．

Value
30 fs, 2 J
40 μm (FWHM)
１×１
０19 Wcm−2, (a0=2.1)３．
３．
２ 電子ビームのエネルギー選別・集束・輸送
入射器からの電子ビームをエネルギー選別し追加速レーザー航跡場へと集束輸送するための電子ビームオプティク
スとしてソレノイドレンズおよび偏向電磁石を用いた．

100 MeV
３％
10 pC
10 μm
10 μm
５×１
０17 cm−3電子ビームの輸送においてゼロエミッタンスかつ近軸近似を仮定すれば，ソレノイドレンズの焦点距離 %はよく知られた関係式，"
!
%
$
!&!
#
&%'&$で定まる．ここで，!&，#!##，&%及び '&はそれぞれソレノイド軸方向磁場，ローレン
ツ因子，電子質量および電子速度である．生成される電子

100 fsビームの品質が理想的と仮定すると，数テスラ級のソレノイド磁場を用意すれば 100 MeV 級の電子ビームを 1 m 以下の焦点距離でエネルギー選別と集束が可能である．一方，入射器の電子ビームは極短パルスであり，さらに，その繰り返し率は最大でレーザーの繰り返し率の 10 Hz である．
そのため，直流電流駆動のビームオプティクスは不要であり，小型で強磁場の励磁が可能であるパルス大電流駆動のソレノイドレンズを採用した．図４にビーム形成試験実験の装置配置図を示す．集光強度 2×1019 W/cm2（#!"$）の
Ti:Sapphireレーザーパルス（中心波長800 nm，エネルギー
450 mJ，パ ル ス 幅（FWHM）30 fs，集 光 ス ポ ッ ト（FWHM）8 μm）を厚さ 1.2 mm，密度 1×1019 cm−3 の超音
速ヘリウムガスジェット標的に照射し電子ビームを生成し

図３

軸方向に均一なプラズマ光導波路チャネル（プラズマ密度5×1017 cm−3）と し た 場 合 の（a）
：航 跡 場 分 布，お よ び（b）：電子ビームの加速利得（PIC 計算）．

た．このビームをガスジェット標的の下流 20 cm の輸送軸上に設置した長さ50 mm，内径10 mmの励磁したパルス駆
動ソレノイドレンズ（最大励起磁場 4 T）に同期して入射５００

Special Topic Article

3. Development of Key Technologies for Laser-Plasma Electron Acceleration

Y. Sakai et al.

射電子ビームの集束条件の大幅な緩和が見込める可能性もあるため，今後の開発が期待される．
３．
３．
３ プラズマ光導波路
３．
２．
２で述べた数値シミュレーション結果に基づき，追加速のためのレーザー航跡場を励起する標的として，プラズマ密度 5×1017 cm−3，長さ 5 cm のプラズマ光導波路を開発した．一般に，レーザー航跡場加速では航跡場の励起される長さ（加速長）がレーザーの回折効果によってレー
リー長程度に制限されてしまう．したがって，より高い加図４

速エネルギー利得をめざす多段レーザー航跡場加速ではプ

パルス大電流駆動ソレノイドによるビーム形成試験実験の
装置配置図．（図中下部のスケールで，T はガス標的，Sはソレノイド，BM はビームモニタ，ESM は電子エネル
ギー分析器）．

ラズマ光導波路を用いる．プラズマ光導波路とはプラズマ中でレーザーを小さなスポットサイズのまま長距離伝搬させる技術である．一般に，分布屈折率光ファイバーのようし電子ビームのエネルギー選別と集束を同時に実施した．

に，中心で屈折率が大きく，周辺にいくにしたがい屈折率

ビームの診断は電子エネルギー分析器およびビームモニタの小さくなる媒質をレーザーの通り道に沿って形成すれば（蛍 光 板 撮 影）に よ り 行 っ た（図４中，ESM お よ び

レーザーは一定の半径のまま媒質中をガイドされる．角周BM）．図５にソレノイドによるエネルギー選別あり（a），

波 数 $の 電 磁 波 に 対 す る プ ラ ズ マ の 屈 折 率 " はのラインプロットを示す．図５（a）
では電子ビームは実効

# "!
""&
$$!
$%
"!$
'#の関係でプラズマの密度に依存する．
"!
#
ここで $$は，プラズマ周波数 $$"$###%!
!$% である．た

温度 25 MeV のエネルギー分布をもつが，図５（b）ではソレ

だし，%はプラズマ密度，#は電気素量，$ は電子の質量，

ノ イ ド 磁 場 の 効 果 に よ っ て 中 央 値 12.4 MeV，拡 が り#!は真空の誘電率である．したがって，レーザーの通り道

なし（b）の場合の ESM 蛍光板発光画像と，ビーム中央軸上"!!
!#3％（FWHM）のエネルギーを持つ電子が選別されている．同時に，レンズ効果によって ESM に輸送される電荷量は約２０倍となった［１０］．
図１に示したレーザー加速プラットフォームでは上記のパルス駆動ソレノイドが導入されているとともに，追加速レーザー航跡場への輸送には改良がなされている．上記のレンズを２つ用意し，入射器の電子発生点のスポットを追加速部入口へ像転送する（縮小光学系の）ビーム光学系配置を組むことによって，追加速部入射面でのビームの位置
安定化が図られている．これにより，３．
３．
１で述べた電子入射 器 単 体 で は〜4 mrad の 電 子 ビ ー ム の 位 置 安 定 性 を〜0.1 mrad に低減している．またパルス駆動ソレノイドに加えて，レーザーの伝播軸上から外れた電子ビームの軌道を補正するためにパルス駆動の小型の偏向電磁石を入射器
直 後 に 設 置 し た．レ ー ザ ー 軸 か ら 外 れ て 射 出 さ れ る
100 MeV 級電子ビームの軌道は最大 30 mrad 程度まで補償できる．上記の電子ビームオプティクスによって，レーザー加速プラットフォームでは現状典型的には 70 MeV（"!!
!"3％）電 荷 2 pC の 電 子 ビ ー ム が ス ポ ッ ト 径
0.4 mm，位置安定性 0.1 mrad 以下にて追加速レーザー航跡場へ供給されている［１１］．追加速レーザー航跡場入口でのレーザースポットサイズは直径〜50 μm であることから，多段加速のための入射電子ビームとしては，スポット径を
さらに１桁近く小さくすることが課題である．ただし，最近の研究において，追加速レーザー航跡場入口近傍に発生する電離ガス中を入射器からの電子ビームが通過する際に，自身が駆動するビーム航跡場による自己集束効果（プラズマレンズ効果）により電子ビーム径が 1/10 以上さらに

図５

小さく集束するという実験結果が報告されている［１２］．このビーム航跡場によるプラズマレンズ効果を追加速航跡場
へのファイナルフーカスに積極的に使用することにより入
５０１

ESM 蛍光板発光画像及びビーム中央軸上のラインプロッ
ト．（a）
ソレノイドによるエネルギー選別なし，および（b）
あり．エネルギー選別されるとともに軸上のビーム生存率が向上していることがわかる．

Journal of Plasma and Fusion Research Vol.95, No.10 October 2019に沿ってプラズマ密度が凹型分布を持つチャンネルを作れ（b）に示すようにプラズマ生成あり（チャンネル形成あり）

ば光導波路特性を持たせレーザー光を集束したまま長距離の場合，入り口での集光径（FWHM〜50 μm）を保ったま伝搬させることができる．これまで，GeV 級の加速をめざ

ま放電管出口に到達し，エネルギー透過率は〜７０％となすレーザー加速研究では，10 cm 級の長尺チャネルの安定

る．なお，放電管出口でのレーザースポットの位置変動は形成をめざすことから放電プラズマによるプラズマ光導波

10 μrad 以下で入口でのレーザー集光スポットの位置変動路が競って開発され，キャピラリーと呼ばれる細管中のガと同程度であることから，放電チャネルの位置再現性は非ス放電［１３，１４］や，高速Zピンチ放電の収縮過程で形成され常に高いと推定される．この実験では Z‐ピンチプラズマ放る凹型のプラズマ密度分布を用いた

高強度レーザーパル

電により形成されたプラズマチャネルを用いてスのガイディング［１５］が知られている．キャピラリー放電

1018 W/cm2 の強度を超えるレーザーパルスを 5 cm に渡りを用いた自己入射 LWFA では既に 8 GeV に迫る高エネル（レイリー長の２０倍）光導波できた．また，ヘリウムプラズ

ギー加速も報告されている［３］が，内径の小さなキャピラ

マの発光スペクトルの広がり（シュタルク広がり）より

リーは高強度レーザーによる内壁が損傷を受け易く長期間チャネルのプラズマ密度診断が実施され，設計指針のの安定動作が期待できない．一方，高速 Z ピンチ方式は内5×1017−1×1018 cm−3 の領域にて光導波されていることも壁の損傷はないもののプラズマの高速収縮過程で形成され確かめられた．現在，Z ピンチ放電光導波路装置は図１にる光導波チャンネルの寿命が 1 ns 程度と放電回路のスイッ示したレーザー加速プラットフォームの多段加速システム

チングジッターより短く，レーザーパルスとの安定な時間に組み込まれ追加速実証実験が展開されている．実証実験

同期をとることが困難である．

では，プラズマチャネル中のプラズマレンズ効果（Active

今回のプラズマ光導波路の開発においては，光導波チャ

plasma lens［１９］）も 確 認 さ れ，レ ー ザ ー パ ル ス と 電 子

ンネルの寿命を 100 ns 以上とする収縮速度の緩やかな Z

ビームの両方を同時に効率的にガイドする最適条件が追求

ピンチ放電を用いることとし，緩やかな収縮では顕著に現されている．

れる電磁流体不安定性の成長を抑制する（一般に，緩やか

３．
４ レーザー加速プラットフォーム電子ビーム
ライン

なピンチ放電では様々な電磁流体不安定性により径方向収束力の軸方向不均一が伴う［１６，１７］）工夫を行った．放電のパルス波形を工夫し Z ピンチを駆動する大電流放電の前に同プロジェクトでは多段レーザー航跡場加速開発と並行

放電管内部に均一な予備電離プラズマを生成し，さらに放してレーザー加速の GeV 級電子ビームを輸送するための

電管軸方向に外部磁場を印加することなどにより安定な電子ビームラインの構築が進められた．これまでの GeVチャンネルを形成することができた［１８］．図６に高強度級 電 子 ビ ー ム 加 速 実 験 で 得 ら れ た デ ー タ に 基 づ き，

レ ー ザ ー パ ル ス の 光 導 波 実 験 の 概 略 図 を 示 す．長 さ!!1 GeV，!""!#!1 mrad，#"!1 mm-mrad の電子ビーム

50 mm，内径 1 mm のセラミック製放電管の内部にヘリウを想定して設計されている．図８に示すように，ビームラ

ムガスをソレノイドバルブにて導入し，その後 Z ピンチ放インには電子発生点から 1.8 m及び4.6 m下流に２セットの電を開始しプラズマ光導波路を形成した．F/20の軸外し放四重極電磁石 DF（D（defocus）F（focus）のダブレット）

物面鏡（OAP）により集光された Ti:Sapphire レーザー（中（図中 Q-magnets）が配置されている．また，電子ビームを

心波長 800 nm，パルス時間幅 20 fs，パルスエネルギー最大

6.1 m 下流のマイクロアンジュレーターに輸送するため

2 J，集光強度最大 1018 W/cm2）をキャピラリー管入り口面に，３台の偏向電磁石（図中 STR-magnet）が配置された．

に集光（スポットサイズ（FWHM）〜50 μm）し，出口面の電子ビームの空間プロファイル診断器として３つの蛍光板

透過光のプロファイルをCCDカメラにて計測した．図７にスクリーン（SCR1-3），2.9 m 下流には電子スペクトロメー

CCD カメラにより計測された透過光の空間プロファイル

タ（図中 ESM）が配置された．ESM はスライド機構によりを示す．図７（a）に示すように，プラズマ生成無し（チャンダイポール磁石の着脱が可能な構造になっており，ビーム

ネル形成なし）の場合，レーザーは放電管径いっぱいに広輸送時には磁場を印加せずドリフトチューブとして使用すがっている．なお，外側の多角形構造は放電により損傷しることが可能となっている．アンジュレーター入口での入た電極エッジの形状を反映しており，同心円状の構造は放電管内壁で多重反射したレーザー光の干渉による．図７

図７
図６

高強度レーザーパルスの光導波実験の概略図．

５０２

CCD カメラにより計測された透過光の空間プロファイル．
（a）
プラズマ生成無し，および（b）
プラズマ生成あり．ただし画像描画レベルは便宜上調整している．

Special Topic Article

図８

3. Development of Key Technologies for Laser-Plasma Electron Acceleration

Y. Sakai et al.

レーザー加速プラットフォーム電子ビーム輸送ラインの概略図．図中 SCR1-3 は，それぞれ 250 MeV 電子ビームを用いた伝送試験時の各計測点（電子ビーム源からそれぞれ 4 m，5.4 m，7.2 m 地点）におけるビームスポット．

射ビームサイズが直径（FWHM）
150 μm 以下となるようにとご指導をいただきましたプロジェクトマネージャーの佐

輸送系は設計された．ビームラインの全長は 7.5 m である．

野雄二博士，またプログラムマネージャー補佐の三浦崇広

このビームラインでは DOFO ラティスとして高エネル

博士に篤く御礼申し上げます．並びに，一部は JST 未来社

ギー加速器研究機構にて開発されたパルス四重極電磁レン会想像事業（大規模型）レーザープラズマ粒子加速開発

ズを採用している．四重極レンズは最大 330 A の通電で磁Grant No. JPMJMI17 A1 のご支援をいただき実施されたも場勾配 60 T/m を得る．励磁時間幅は 3 ms であり LWFAのである．併せてご指導いただいておりますプロジェクトにより発生されるパルス電子ビーム（パルス幅 100 fs 以下）

マネージャーの熊谷教孝博士に篤く御礼申し上げます．まに対して充分な寿命を持つ．また，偏向電磁石は最大で 1

た，本章で紹介したプラットフォームは荻野純平，大塚崇mrad の軸ズレ角をもって輸送ラインへ入射される GeV

光，寺本高啓，中新信彦，中村浩隆，益田伸一，黄開，大級ビームの補正を想定して，10 A 通電時に 50 mTの中心磁

東出，神門正城，籔内俊毅，矢橋牧名博士，および理化学場を持つステアリングマグネットが採用された．ビームラ

研究所 SPring-8エンジニアリングチーム皆様のご協力の下インの建設はすでに完了し，２０１８年１２月には 250 MeV の電に構築されました．心より御礼申し上げます．

子ビームを用いて伝送試験が実施された．実験はプラット
フォームレーザーの追加速航跡場の標的の位置（図中Elec-

参考文献

tron source）に設置した超音速ヘリウムガスジェットを標［１］T. Tajima and J.M. Dawson, Phys. Rev. Lett 43, 267 (1979).
［２］A. Gonsalves et al., Phys. Rev. Lett. 122, 084801 (2019).
［３］A.J. Gonsalves et al., Nat. Phys. 7, 862 (2011).
［４］細貝知直 他：レーザー研究 45, 71 (2017).
［５］N. Pathak et al., "Charge coupling in multi-stage laser
wakefield acceleration" (submitting).
［６］N. Nakanii et al., Phys. Rev. ST Accel. Beams. 18, 021303(2015).
［７］T. Hosokai et al., Phys. Rev. Lett. 97, 075004 (2006).
［８］T. Hosokai et al., Appl. Phys. Lett. 96, 121501 (2010).
［９］Y. Mizuta et al., Phys. Rev. STAB. 15, 121301 (2012).
［１０］Y. Sakai et al., Phys. Rev. Accel. Beams. 21, 101301 (2018).
［１１］Y. Tanizawa et al., "Study on electron beams injectors for
multi-staged LWFA" HEDS2019, Yokohama.
［１２］Z. Jin, et al., " Coupling Effects in Multi-Stage Laser Wakefield Acceleration of Electrons" (submitting)".
［１３］A. Butler et al., Phys. Rev. Lett. 28, 185003 (2002).
［１４］N. Bobrova et al., Phys. Rev. E65, 016407 (2001).
［１５］T. Hosokai et al., Opt. Lett. 25, 10 (2000).
［１６］勝木 淳 他：プラズマ・核融合学会誌 81, 231 (2005).
［１７］G. Niimi et al., IEEE Trans. Plasma Sci. 30, 616 (2002).
［１
８］特願２
０
１
８
‐
２
１
３
１
５
０，光導波路形成方法，及び光導波路形
成装置，細貝知直，酒井泰雄，兒玉了祐．
［１９］G. Fubiani et al., Phys. Rev. E 73, 026402 (2006).

的にレーザー航跡場加速を実施し，その電子ビームを用いた．レーザー加速で得られた 250 MeV の電子ビームに適切な収束力を印加することによって電子発生点からアンジュ
レーター設置点直後まで再現性良く伝送された．図８に，典型的なビームスポットを示す．4 m（SCR1），5.4 m（SCR2），7.2 m（SCR3）の各点においてピークスポット径は 300
μm以下にて伝送され，ビームラインの機能が確認された．

３．
５ おわりに本章で概説したように，ImPACT プログラムではレー
ザープラズマ電子加速の実用をめざした要素技術開発がなされた．３．
３で概説した要素技術は，現在理研播磨キャンパ
スに構築されたレーザー加速プラットフォーム上で統合され安定な多段レーザー航跡場加速の実現に向けた最終段階の研究開発が急ピッチで進められている．今後の展開が期
待される．

謝

辞

本研究は，内閣府技術革新開発プログラム ImPACT「ユビキタス・パワーレーザーによる安全・安心・長寿社会の実現」の支援を戴き実施されたものである．暖かいご支援

５０３

J. Plasma Fusion Res. Vol.95, No.10 (2019)５０４‐５０８

小特集 電子加速器の小型化をめざしたレーザー加速器研究：X 線自由電子レーザーへの挑戦

４．レーザープラズマ電子加速研究におけるレーザー・プラズマと電子ビームの特性評価
4. Evaluation of Laser-Plasma and Electron Beam Characteristics
in the Laser-Plasma Electron Acceleration Research
神門正城
KANDO Masaki
量子科学技術研究開発機構（原稿受付：２
０
１
９年６月１
７日）

高強度レーザー・極短パルスレーザーとプラズマを用いるレーザープラズマ電子加速の研究において，プラズマ，電子ビームの特性評価に用いられる手法について紹介する．レーザープラズマ加速では，プラズマ中に励起される電子プラズマ波によって電子の捕捉（入射）と加速が起こるため，プラズマの計測も重要である．電子
ビームはレーザー加速器としては最も重要な対象であり，空間分布，角度，エミッタンス，電荷量，エネルギー，
バンチ長を計測する必要がある．これらのパラメータは高周波を用いた電子加速器でも計測されているため，その手法は大変参考になるが，強力なレーザー光，プラズマを用いているレーザープラズマ電子ビームの場合にはそのまま使えないものもあるため，それらの注意点についても留意してレビューを行う．
Keywords:
laser plasma, high-intensity laser, electron acceleration, diagnostics, electron beam

４．
１ はじめに４．
２ レーザー・プラズマの計測
４．
２．
１ プラズマ源

本章では，レーザープラズマ電子加速［１］で用いられるプラズマと電子ビーム特性の評価法について紹介する．プ

レーザープラズマ電子加速で用いられるプラズマ源に

ラズマは電子の供給元となり，プラズマ波により電子を加は，真空中へパルスバルブによりガスを噴出する超音速の速する媒体であり，その特性を測ることは安定な電子を得

ガスジェット［２］，微小な容器にガスを封入またはガスをる上で重要である．プラズマとしては電子密度，電子温度導入するガスセル［３］，放電型ガスプラズマ［４］などがあなどが重要であるが，加速に重要な電子プラズマ波またはる．最後の例を除き，ガスの電離は強力なレーザー電場に

電子密度変調が知りたい内容である．レーザープラズマ電

よる電界電離［５］で行われ，用いるガスが He やH2 などであ子加速は，もちろん電子加速器としての応用を考えられた

ればガスは完全電離していると考えてよい．プラズマ電子

ものであるから，電子ビーム特性を評価することは基本的

密度は，用いられるレーザーの臨界密度の１０−３から１０−２倍な事項である．ここでビーム性能とは，６次元位相空間のの密度がよく使われる．これはレーザーがプラズマに侵入

分布（３次元座標とそれに共役な運動量）のことを指す．
例えば x-!!などの２次元空間（x は空間，!!は !方向の運できることがまず必要であり，あとは加速エネルギー利動量）への射影がいわゆる横方向エミッタンスと呼ばれる

ラズマ密度を下げれば必要な加速距離は長くなるがエネル量となる．６次元位相空間の分布を求める（計測する）こ

ギー利得は増大する．

得，電子自己入射が起きる条件などにより決められる．プとはビーム性能を完全に定義するものであるが，極めて難プラズマ電子温度は，電界電離により生成される比較的

しいし，実用上そこまで計測しなくとも何とかなるもので低温のプラズマであるが，この分野では実験的に計測されもある（用途による）．したがって本章では，水平方向・垂た例はほとんどない．しかし，今後超低エミッタンスビー

直方向エミッタンス，エネルギー，エネルギー分散，パルムを生成する場合にはプラズマの温度が電子のエミッタン

ス長及び電子数（電荷量）を測ることを目標とする．究極スの下限を決めるので重要になってくるであろう．

のビーム計測をめざすのであれば，もちろん，６次元空間

４．
２．
２ プラズマ計測

分布を計測することが目標であるが，それは本章の範囲を

・密度計測

超える．

ターゲットの評価として事前に行う場合と，実際の加速実験時に同時に計測する場合がある．プラズマ密度に関しては，ガスジェットの場合，ガス密度を計測し，電離数をNational Institute for Quantum and Radiological Science and Technology, KYOTO 619-0215, Japanauthor’s e-mail: kando.masaki@qst.go.jp

５０４!2019 The Japan Society of Plasma
Science and Nuclear Fusion Research

Special Topic Article

4. Evaluation of Laser-Plasma and Electron Beam Characteristics in the Laser-Plasma Electron Acceleration Research

M. Kando

仮定して求める場合が多い．ガス密度計測には，Mach-

長のプローブ光で振動を横方向からスナップショットで計

Zehnder 型の干渉計などを用いてガス密度分布の線積分値測する手法である［１２］（図１）．電子ビームを作るパルス幅が得られる［６］．実際のガス分布を求めるには，軸対象の30 fs 程度のレーザーを非線形光学効果（自己位相変調）にノズルの場合には Abel 変換が用いられ，非対称なノズル

より帯域を拡げ，圧縮して 10 fs 以下のパルスをプローブ光の場合にはノズルを回転させて干渉像を取得し，comput-として用い，屈折率の空間二階微分に比例する強度差を用

erized tomography（CT）により解析を行う場合もある［７］．

いるシャドウグラフィー法がよく用いられている．我々

より長尺（＞10 mm）のガスプラズマが必要な場合はガ

は，この方法に屈折率の空間一階微分に比例するシュリー

スを小型のセルに封入するガスセルが使われるが，この場レン法を用い，計測感度を上げることに成功している．こ合にも同様に上記の干渉計測は可能であるが，ガスのサイの方法ではホログラフィー法に比べて高い密度領域ズが大きいために真空とガス領域の差が同時に計測できな（〜1025 m−3）を得意としており，ホログラフィー法に比べいため，工夫が必要である．

て複雑な解析が必要ではなく，直感的な画像が得られるのが特徴である．

他にもトムソン散乱による密度計測及びプラズマ温度計

レーザー以外にレーザー加速電子ビームをプローブ光と測［８］，ラマン散乱によるプラズマ周波数に相当するレー
ザーの周波数変化などから計測が行われる［９］．

して，プラズマ波によって作られる電場・磁場によるイ・プラズマ波計測

メージング計測も行われている［１３］．

レーザープラズマ加速ではプラズマ中に電子プラズマ波

４．
３ 電子ビーム計測（ラングミュア波）を励起して，その波が持つ縦方向（レーザー進行方向）の電場で電子を加速する．したがって，こ電子ビーム計測においては，ビームサイズ（横方向ビーのプラズマ波を計測することは極めて重要である．実際にム強度分布），電荷量，電子ビームエネルギーとエネル

は電子密度変調を計測することになり，これは密度差によギー拡がり，バンチ長（縦方向ビーム強度分布），エミッタ

る屈折率差を用いて光でプローブされることが多い．

ンス（横方向・縦方向投影），電子ビームとレーザーのタ
イミング計測などがある．本章ではレーザー加速電子に用さ て プ ラ ズ マ 波の 群 速 度 は ゼ ロ で あ る が，位 相速度!""と 表 さ れ る．こ こ で，!は 真 空 中
は %&%#!%"#&!!"$"

いることができる手法を紹介する．

"の光速度，"$!
$"#"%"%$$ &はそれぞれ，プラズマ電子密４．
３．
１ 横方向ビーム計測

度，レーザー光（波長 $）に対する臨界密度，$$は古典電子横方向空間分布は，表面を遮光し裏面に蛍光体を用いた

半 径 で あ る．レ ー ザ ー 電 子 加 速 で 用 い ら れ る 密 度

スクリーンで計測される．蛍光体には比較的感度が高い，（1024 m−3〜1025 m−3）では真空中の光速度（c）の 99.97％〜

X 線用増感紙（Gd2O2:Tb）が用いられるが［１４］，加速器で99.71％ 程度である．プラズマ周波数でいえば THz 領域で用いられる YAG:Ce［１５］，アルミナ蛍光体［１６］でも問題なあり，この周波数で振動する密度変調を計測しなければな

い．加速器と異なり，強力なレーザー光（プラズマとの相らない．これには主に２つの手法が考えられてきており，互作用後にはスペクトルが大きく拡がる），プラズマ発光

まず進行速度に乗った系で計測する，縦方向の干渉計があがあるため，適切な遮光が必要となる．計測できる最小のる．これは時間的に離れた２つのプローブ光を用いて位相ビームサイズは，蛍光体の厚さや光の内部散乱などにより差を計測するものであり，分光器にて干渉がおきるため，制限を受けるため，電子ビームが金属表面を通過するとき

周波数領域干渉計と呼ばれている［１０］．現在ではこれを周に発生する遷移放射光（Optical Transition Radiation）を用

波数多重化させた周波数領域ホログ ラ フ ィ ー 法 がある

いることもある［１５］．しかし，電荷量が数 pC と小さい

［１１］．この模式図を図１に示す．

レーザー加速ではあまり用いられていないが，大電荷量ともう１つの手法は，速い振動を見るために，短いパルス

なり，エミッタンスを精度良く計測する場合には重要になってくる．
・横方向エミッタンス
ビーム品質として横方向のエミッタンスは，とくに小さいサイズのビームが必要な X 線自由電子レーザー用ドライ
バー加速器や，ルミノシティが必要な衝突型加速器で重要となる．例えば横方向エミッタンスは，位相空間の面積を%で割ったものが使われる．またよく使われるエミッタン
スは，rms（root mean square）エミッタンスで
&"(
&)"(
&
&)"(
#
'
!'
&"!'
と表される．ここで，&，&)$#&"#'は，それぞれ個々のビー

図１

ム横方向座標とその角度であり，'(はビーム集団に対するプラズマ波の計測の模式図．プラズマ波に対して同軸に入れた２つのチャープ光の干渉により計測する方法とプラズ
マ波の進行方向に対して９０度方向から極短パルスプローブ
光（＜10 fs）にて計測する方法の２つを示した．

平均値である．力学的には１．
で述べたように座標と運動量で表される量で，ハミルトン系で記述される系ではリウビルの定理により保存力の系では保存量となる．加速器の５０５

Journal of Plasma and Fusion Research Vol.95, No.10 October 2019

分野では角度が運動量に比例するために運動量の代わりに角度が使われることが多い．また，この定義のままではエネルギーが増大したときにエミッタンスは小さくなるので，エネルギーに依らないエミッタンス（規格化エミッタ
"
!
%
$
"!
$"#
$が使われる．ここで，#"#ンスと呼ばれる）$"!!"は粒子の光速に対する比，%"#は粒子の相対論!!#"$のガンマ因子である．
エミッタンスを計測するには個々のビーム構成粒子の位置と角度（全てを測る必要はなくサンプリングで十分）がわかればよい．したがって最も直感的な方法は pepper-pot法と呼ばれる小さな穴の開いたマスクとスクリーンを用い
図２て角度拡がりを計測する手法であり，低エネルギー電子に電子エネルギー分析器の模式図．

対して用いられる［１７］．
簡単には発生点のビームサイズを計測し，発散角を計測

レーザー加速電子では図２のような装置を用いて，高エする方法も用いられている［１８］．これは加速器ではほとん

ネルギーの電子（数 MeV から数 GeV）までの電子が計測さど用いられない精度が悪い計測ではあるが，おおよそのエれている．特に高エネルギー側は分解能が悪いため，入射ミッタンスを評価するために用いられている．他には，

位置と角度を決めるダブルスクリーン法を用いるか，安定Q-scan 法［１９］，エネルギー分析器に集束マグネットによな（軸ずれしない）ビームを用いなければ正確な電子エネ

りスクリーン上に集束しエネルギー依存のサイズから計測

ルギーは求められない．

する方法［２０］などがある．またレーザー加速ではまだ用い

４．
３．
４ バンチ長計測・タイミング計測

られていないが，多数箇所でのビームサイズ計測により求電子ビームのバンチ長と電子ビームのドライブレーザー

めれることもできる．

とのタイミング（と時間ジッター）の計測は，レーザー加

レーザー電子加速では，規格化エミッタンスとして0.1〜速の安定加速や，ポンプ・プローブ実験などの応用研究を

1 mm mrad という最先端の加速器に匹敵する高品質の値行う上で重要となる．

が得られている．

加速器やレーザー加速実験でバンチ長計測法について簡４．
３．
２ 電荷量計測

単に表１にまとめた．それぞれに長所・短所があり，またレーザー加速電子の電荷量はカレントトランスフォー

フェムト秒オーダーのパルスを計測する決定的な手法の開マー（CT）
や［２１］，４．
３．
１で示した蛍光板の発光量を較正す

発が待たれている．安定な電子ビームを供給できる従来型

ることにより求められる［１４］．CT は通常の加速器で使用加速器ではレーザーでは繰り返し計測で問題ないが，ビー

されている機器であるが，レーザー加速の場合には，一般

ムが不安定であるレーザー加速ではシングルショットで計に準単色電子とともに低エネルギーの発散角の大きな電子

測できる手法が求められる．ここでは，我々が開発を行っが発生し，CTに当たるような状況となる．このような場合ている電気光学効果（EO，electro-optic effect）を用いた手には正常な信号が観測できないため，注意が必要である．

法を簡単に紹介する．

レーザー加速電子では，主に蛍光体の発光量で見積もらEO 法では，電子ビームが誘起する電場により結晶中にれることが多く，電荷量は数 pC から 500 pC のものが得ら
れている．

表１

様々な電子ビームバンチ長計測方の比較．

４．
３．
３ エネルギー計測
電子のエネルギーは，図２のように電磁石や永久磁石で分類

手法

作られる二極磁場により電子を偏向 し そ の 偏 向 位置を４．
３．
１で示した蛍光板により電子空間分布することで求める．予め磁場分布をマッピングし，数値計算して較正することが多い．レーザー加速電子の場合，イメージング条件などは考慮されず，幅広のエネルギー範囲（〜10 MeV−数GeV）を取得できるものの方が便利である．これはレー
ザー加速電子ビームのエネルギー幅が広いこと，ショット

電子からの スト リ ー ク カ＞〜500 fs
放射
メラ

破壊的

コヒーレント遷電子からの移 放 射 光 のス ＜1 fs 可放射
ペクトル計測破壊的（非破壊放 可
射もある）
可

不可

偏向法

レーザー航跡場〜数 fs（電子
破壊的
パンチ）

可

困難
（計測に
影響）

数 fs

非破壊

不可
（多 困難
（計測に
数回） 影響）プローブ光

磁気光学効果数 fs（ファラデー回転）

非破壊

可能だが，
困難
（計測に
多数回が
影響）
基本

プローブ光

電気光学効果＞30 fs（ボッケルス効果）

非破壊

可，方 法 に
方法によ
よっては困難るが可（計測に影響）石入口に４．
３．
１のような蛍光板を置き入射角度を決めるダので，0.1 mm もずれない）．
５０６

不可

〜数 fs
（周 波
破壊的
数などによる）

リットを使い分解能を向上させることもできるが，レー

ブルスクリーン法が有効である（電子発生点は集光位置な

可
（レーザー
同時計測）

高周波空洞

プローブ光 コンプトン散乱

ザー加速電子のポインティング安定性が悪いことから，磁可偏向法

毎にエネルギーが大きく変わるからである．その代わりエ
ネルギー計測の分解能は数％‐１０％程度となっている．ス

シングル
パンチ長計 電子ビーム
ショット タイミング計測
測限界
への影響
可能性

Special Topic Article

4. Evaluation of Laser-Plasma and Electron Beam Characteristics in the Laser-Plasma Electron Acceleration Research

M. Kando

誘起される屈折率が空間的に非対称となり（電気光学効放射のスペクトル計測により，数 fs から数十 fs の電子ビー果），結晶に同時に入射したレーザー光の偏光回転を計測

ムが計測されているが，バンチ構造を含めてまだ十分に評する．このプローブレーザーに時間情報をエンコードする

価されているとは言い難い．

方式には様々な方法があり，スペクトル領域［２２］，時間領

４．
４ まとめ

域［２３］，空間領域［２４，２５］で情報をエンコードする方法がある．プローブレーザーは，レーザー電子加速を行うポン

本章では，高強度・極短パルスレーザーとプラズマを用

プレーザーから分ければよいのでレーザー加速電子との親いたレーザー航跡場加速における電子ビームやプラズマの和性は高い．一方，時間分解能は用いる電気光学結晶の厚計測方法について紹介した．レーザー航跡場加速は，原理

さや応答速度などで制限され，有機結晶を用いて分解能は提唱から４０年，原理検証実験からも２０年を超えた．プラズ

30 fs 程度とされている［２６］．

マ計測という観点では，マイクロメートルの微小領域，

我々は，EO 結晶として GaP を用い，空間デコード法を

フェムト秒の高速現象という観測が難しい対象であるた

レーザー加速電子に初めて用いた［２５］．図３のようにガス

め，当初から計測手段は限られており，粒子シミュレー

ジェットの出口直近に GaP を置き，数 TW のレーザー光にションによる解析に頼っている状況である．今後は実験的曝されないようにし，発生した電子ビームが結晶の横を通に計測を行い，原理検証などを行っていく必要があると思過するようにし，プローブ光（〜30 fs）を結晶に対して３４度われる．

の角度で入射させている．結晶の前後にはポラライザーを

電子ビーム計測に関しては，電子ビームの安定性が向上

設置し，電子の電場によりプローブ光の偏光変化をカメラしてからは計測精度も向上し，ほぼ全てのパラメータが計にて計測した．この手法では，時間情報はプローブ光の空測されるようになってきた．しかしながら，既存の加速器

間座標にエンコードされるので，シングルショットの計測のビームと比べて安定度が悪いこと（各パラメータの再現が可能である．また，プローブ光は電子を発生させるレー度）や，単色性が悪いこと（＞１％程度），極短パルス性な

ザーからビームスプリッタを用いて分岐して作っているた

どからまだまだ改良を行っていく必要がある．特に，レー

めジッターは原理的に零と考えることができ，レーザー光

ザー加速は実用的な加速器にできるかどうかが大きな課題と電子ビームのタイミング計測にも用いることができる．

であり，ここで紹介したビームの計測手法に加え，新たな

我々はこのような配置で行った時に電子バンチのクーロ手法により，ビーム性能を向上させること，及びそのため

ン場が near field であることから，従来加速器で使われていには基礎的な観点から考え直す必要もあると思われる．

る場合（far-field）の空間‐時間依存式に修正が必要である

謝ことを発見し，修正式を提案している［２５］．

辞

我々の最初の実験では電子ビームのエネルギーが低かっ

本研究の一部は，総合科学技術イノベーション会議によたため（〜30 MeV），クーロン場の相対論的縮約が大きくり制度設計された革新的研究開発推進プログラム

ないため，計測されたバンチ長は 100 fs 程度であったが，（ImPACT）により，科学技術振興機構（JST）を通した委エネルギーが高い場合に適用すれば sub 100fs が狙えると託を受けました．また，本研究の一部は，JST，未来社会創

いう計算結果を得ている．また，レーザーと電子ビームの造事業，JPMJMI17A1 の支援を受けたものです．
４．
２．
２，４．
３．
４において計測した結果は，黄開，森道昭，

発生にジッターや遅れが生じるという興味深い結果も得て

小瀧秀行，林由紀雄，中新信彦，Timur Esirkepov，Jamesいる．

Koga，Sergei Bulanov 氏との共同の成果に基づいていま

レーザー電子加速では，表１に載せたコヒーレント遷移

す．
また，研究活動を通した叱咤激励をいただいた佐野雄二
氏，熊谷教孝氏に感謝いたします．

参考文献

図３

［１］T. Tajima and J.M. Dawson, Phys. Rev. Lett. 43, 267 (1979);
E. Esarey et al., Rev. Mod. Phys. 81, 1229 (2009).
［２］T. Hosokai et al., Proc. European Particle Accelerator
Conference (EPAC 2002), 981, Paris, France (2002).
［３］B.B. Pollock et al., Phys. Rev. Lett. 107, 045001 (2011).
［４］T. Hosokai et al., Opt. Lett. 25, 10 (2000); A.J. Gonsalves
et al., Phys. Rev. Lett. 98, 025002 (2007).
［５］M. Protopapas et al., Rep. Prog. Phys. 60, 389 (1997).
［６］V. Malka et al., Rev. Sci. Instrum. 71, 2329 (2000).
［７］梶野祥平：大阪大学修士論文 (2010).
［８］H. Terauchi et al., J. Appl. Phys. 109, 053304 (2011).
［９］M.D. Perry et al., Opt. Lett. 17, 523 (1992).
［１０］E. Tokunaga et al., Opt. Lett. 17, 1131 (1992); J.R. Marquès

レーザー加速電子計測に用いたEO結晶の空間エンコード法．

５０７

Journal of Plasma and Fusion Research Vol.95, No.10 October 2019

et al., Phys. Rev. Lett. 76, 3566 (1996); C. W Siders et al., ibid.
3570 (1996).
［１１］N.H. Matlis et al., Nat. Phys. 2, 749 (2006).
［１２］M.B. Schwab et al., Appl. Phys. Lett. 103, 191118 (2013);
A. Sävert et al., Phys. Rev. Lett. 115, 055002 (2015).
［１３］C.J. Zhang et al., Sci. Rep. 6, 29485 (2016).
［１４］Y. Glinec et al., Rev. Sci. Instrum. 77, 103301 (2006).
［１５］W.J. Berg et al., Proc. XX. In. Linac. Conf., 159 (2000); H.
Maesaka et al., Proc. DIPAC, 11 (2009).
［１６］Y. Hosono et al., Proc. 1st Part. Accel. Soc. Jpn. and the29th Lin. Accel. Meeting Jpn., 607 (2004).
［１７］C.M.S. Sears et al., Phys. Rev. ST-AB, 13, 092803 (2010).

［１８］S. Kneip et al., Phys. Rev. ST-AB 15, 021302 (2012); G.R.
Plateau et al., Phys. Rev. Lett. 109, 064802 (2012).
［１９］R. Weingartner et al., Phys. Rev. ST-AB 15, 111302 (2012).
［２０］S.K. Barber et al., Phys. Rev. Lett. 119, 104801 (2017).
１］K. Nakamura et al., Phys. Rev. ST-AB 14, 062801 (2011).
［２［２２］I. Wilke et al., Phys. Rev. Lett. 88, 124801 (2002).
［２３］G. Berden et al., Phys. Rev. Lett. 93, 114802 (2004).
［２４］A.L. Cavalieri et al., Phys. Rev. Lett. 94, 114801 (2005).
［２５］K. Huang et al., Scientific Rep. 8, 2938 (2018); 神門正城
他, Proc. 15th PASJ Meeting, 637 (2018).
［２６］Y. Okayasu et al., Phys. Rev. ST-AB 16, 052801 (2013).

５０８

J. Plasma Fusion Res. Vol.95, No.10 (2019)５
０９‐５１３

小特集 電子加速器の小型化をめざしたレーザー加速器研究：X 線自由電子レーザーへの挑戦

５．極短周期アンジュレータの開発
5. Development of the Very Short Period Undulator
山本樹

YAMAMOTO Shigeru
高エネルギー加速器研究機構，物質構造科学研究所，放射光科学研究施設（原稿受付：２
０
１
９年５月２
１日）

非常に短い周期を持つアンジュレータ磁石を製作する方法の探究と開発を行っている．周期長 4 mm を目標に設定し，厚さ 2 mm 長さ 100 mm 程度の板状の NdFeB 製磁石素材に，周期的交番磁気回路を高精度・高強度で書き込む方式の開発を行った．実測磁場に基づく評価は，この磁場からの放射光が優れた輝度特性を持つことを示している．数 100 mm を超える長尺のアンジュレータ磁場を生成するための板状磁石の適切な連結方法の開発にも成功した．さらに開発した極短周期アンジュレータ（周期長４mm 長さ１００mm）と S-band 線型加連器を用いた可視光（青色）アンジュレータ放射の観測を行った．
Keywords:
synchrotron radiation, undulator, free electron laser, very short period length５．
１ はじめに器内に収容することができ，アンジュレータ磁場を真空壁

アンジュレータ（挿入光源）は，光源加速器において走を介さずに直接電子に印加することが可能になる．した

行中の電子に周期磁場を印加することで周期運動を行わがって，より狭い磁石間隔（ギャップ）における，より短せ，干渉効果によって放射の単色度と輝度および空間指向

い周期でのアンジュレータの運用が可能になり，最新の磁性を著しく高める装置である．近年，国内外の主要な放射石素材性能を活用した最短のアンジュレータ周期長を実現

光光源施設において，高輝度放射光源装置として重要な役することが可能になる．

割をはたしている．

最初の成功は，6.5 GeV PF-AR（Photon Factory- Accu-

鉛 直（$-）方 向 の ア ン ジ ュ レ ー タ 磁 場（周 期 長 $+），

mulation Ring，KEK）に設置された周期長 4 cm の真空封-方向に進行する電子は水平%%"$+$の中を %!,"!!*')##止アンジュレータによって達成された［１，
２］．このブレー（#-%）面内で蛇行運動を行う．アンジュレータ軸上放射のクスルーに基づき，我々はさらに４台の真空封止アンジュ

k 次の波長 $(は，次式に示す様に $+に比例し，電子エネル

レータをPF-ARに設置した．上記アンジュレータの開発のギー（ローレンツ因子）#の自乗に逆比例して増減する．

後，エネルギーのより低い PF（Photon Factory，KEK）$"#$(" +#!"! "##(#2.5 GeV リングにおいて 10 keV 以上の放射光を生成するために，より短い周期をより狭いギャップで実現する短周期（１）

真空封止アンジュレータ（Short Gap Undulator（SGU）とここで，""&$（
はアンジュレータの偏向定
!
!（T）
$
%
+ m）
!

命名）の開発を行い実用化した．これらの SGU は 1 cm

数であり，アンジュレータ周期長 $（と磁場強度 !（T）+ m）!

から 2 cm 領域の周期長を持ち，PF の 2.5 GeV の電子エネによって定義される．したがって，与えられたエネルギー

ルギーでは，３次または５次高調波によって 12 keV の硬 X#の電子からより短波長（高いエネルギー）の放射を得る

線を生成できるように設計されている［３，４］．

には，より短い周期の磁場が必要になる．

真空封止アンジュレータ技術は，その後世界に広まり

放射光光源の進歩においては，より短い波長の光源開発

PF のみならず，第３世代高輝度光源施設（加速エネルギーが常に要求されてきた．この様な光源を実現するために，

6−8 GeV）において研究開発が続けられ，代表的には数高エネルギー加速器研究機構（KEK）
・物質構造科学研究

cm のアンジュレータ周期長が採 用 さ れ て い る［５］．ま所（IMSS: Institute of Materials Structure Science）においた，この技術は，所謂コンパクト第３世代（加速エネルて筆者はこれまで，真空封止アンジュレータの発明・研究

ギー 3−4 GeV）においても広く採用され，ここでは 2 cm開発を行い，より短い波長の放射光を生成できる光源の開程度のアンジュレータ周期長が主流になっている［６］．

発を行って来た．真空封止アンジュレータにおいては，上上記の真空封止アンジュレータ開発の成功を踏まえて，

記のアンジュレータ磁場を生成する磁石を加速器の真空容

近年我々は更に低いエネルギーの光源加速器において，よHigh Energy Accelerator Research Organization, IBARAKI 305-0801, Japanauthor’s e-mail: shigeru.yamamoto@kek.jp

５０９!2019 The Japan Society of Plasma
Science and Nuclear Fusion Research

Journal of Plasma and Fusion Research Vol.95, No.10 October 2019

り低次のアンジュレータ放射を用いつつ，より高いエネル

い残留磁束密度と保磁力を持ちアンジュレータ磁石としてギーの放射の実用化をめざして， 極短周期 アンジュレー

適切な Nd-Fe-B 系材料で作成した磁石素材板を，周期的にタのための研究開発を行っている［７‐１２］．ここで， 極短配置された（周期長 4 mm）ジグザグ型のワイヤで構成さ周期とは通常型アンジュレータの周期長（数 cm）の約れる一対の電磁石によって挟み込む．これらの電磁石にパ

1/10 の周期長とする．本研究では主に周期長 4 mm を目標

ルス電流を印加することによって，N-極と S-極が交互に周に設定し，幅 20 mm×厚さ 2 mm×長さ 100 mm（２５周期）

期的間隔を置いて同時に形成され，磁石素材板への 転写（または 152 mm（３８周期））の板状の NdFeB 製磁性素材が行われる（図１（a））．着磁後の一対の磁石板を互いに対に，周期的交番磁気回路を高精度・高強度で書き込む方式

向させることによって，磁石間の狭い隙間（ギャップ）にの開発を行ってきた．着磁後に対向させた一対の磁石板の周期的磁場（アンジュレータ磁場）が形成される（図１

間の隙間（磁石ギャップ）にアンジュレータ磁場を生成す（b））［７‐９］．図１（a）には磁化方向が磁石板表面に垂直の場ることができる．実測磁場に基づく評価は，このアンジュ合を示した（直交着磁型）．この場合の幾何学は磁気記録

レータ磁場からの放射光が優れた輝度特性を持つことを示

媒体の垂直磁気記録方式と同様である．もう一つ（水平着している．

磁型）の幾何学も可能である．この場合は水平磁気記録方

この様な

極短周期

式と同様，着磁は磁石板表面に平行に行われる．

アンジュレータが実現されれば，

低エネルギー加速器における放射の高エネルギー化のみな

現在は，より高精度の磁場周期長を得るために，上下一らず，本小特集でめざすレーザー航跡場加速による電子線対の着磁用電磁石（ヘッド）で挟まれた磁石素材板を長手形加速方式を用いた放射光源の小型化に非常に有用であ方向に高精度リニアモーターによってステップ状に送りなる．また，蓄積 リ ン グ 型 光 源 に お い て も，必 然 的 に 狭が ら 着 磁 す る 方 式（閉 回 路 制 御 に よ っ て 送 り 精 度

ギャップでの動作になる

アンジュレータの最±0.003 mm を達成）を採用している（図２参照［１１］）．着適化がなされれば，非常にコンパクト（かつ低コスト）な

磁用ヘッドは１極（半周期）磁場を生成できる電磁石であ光源開発が現実的なものになる［１３］．本報告では，上記

る．リニアモーターによる磁石板のステップ送り幅は周期

極短周期

磁場の半周期分（2 mm）とした．磁石板を送る際のステッ

極短周期

アンジュレータの原理と開発の現時点での到プ毎に着磁ヘッド電磁石に印加するパルス電流の方向を反達点について磁石の長尺化も含めて報告する．

転することで，周期長 4 mm のアンジュレータ磁場を生成

５．
２ 極短周期長アンジュレータ磁場生成の原理

した．

通常形式のアンジュレータにおいて磁場周期長の短縮を

このようにパルス電流を着磁ヘッド電磁石に印加するこ試みる場合，アンジュレータ磁石列を構成する磁石ブロッとで，そのステップ毎に磁石板中に N 極と S 極を交互に周クの寸法をその（相対）精度を保ちつつ縮小することが必期的に連続して書き込むことができるようになった．

要になる．しかし，周期長が通常の値（数 10 mm）から非磁石素材板には，日立金属㈱製の NEOMAX 素材を採用し常に小さくなって，例えば 10 mm を下回るようになると，ている．現状で２種類の形状の磁石板を製作することがで上記の精度を保ちつつ磁石ブロックを製作することは難し

きる：第１の形状は，長さ 100 mm，幅 20 mm，厚さ 2 mm

くなり，この方式は成立しなくなる．更に磁石ブロックのであり，第２のものは，長さ 152 mm で幅と厚さは同一で組立・設置に用いるボルト等の部品が小さくなりすぎて使ある．

用に耐えなくなる．

５．
３ 極短周期長アンジュレータ磁石の製作とス
ペクトル計算に基づく磁場の評価

極短周期アンジュレータ磁石を作成するために，上記とは対照的な全く新しい方法（多極着磁法）を開発した［７‐図２に示した方法で着磁を行った磁石板を図３に示した

１２，１４‐１６］．この着磁方法を概念的に図１に示した［８］．高［１４］：100 mm 長 磁 石；A お よ び B（周期数２５）［９］，152 mm 長磁石；E1 および E2（周期数３８）［１０‐１２］．磁石
表面は，加速器真空中にこの磁石を持ち込む際の真空封止のために TiN コートされている．図３では各磁石は吸着事故防止のために，アクリル樹脂製のケースに収納してい

（a）

（b）
図１ （a）
板状磁石の直交着磁方式の概念的説明，（b）
直交着磁方式におけるアンジュレータ磁場の形成［８］
．

図２

５１０

リニアモーターを採用した直交着磁型多極着磁方式の概念
的説明［１
１］
．

Special Topic Article

5. Development of the Very Short Period Undulator

S. Yamamoto（a）
着磁後の磁石板：100 mm×20 mm×2 mm；25 periods

図４

長さ 152 mm の磁石に対する磁場測定の結果．（a）
周期長4 mm のアンジュレータ磁場（ギャップ 1.6 mm 時），および（b）
この磁場中の電子軌道（エネルギー 2.5 GeV 時）［１４］．

上で示した磁場の性能を正しく評価するために，実測磁場に基づいた放射光の光束密度スペクトルの計算を行った（b）
着磁後の磁石板：152 mm×20 mm×2 mm；38 periods
図３［１４］．電子ビームのエネルギーが 2.5 GeV，エミッタンス
およびエネルギー広がりがともにゼロの場合に求めたスペ

TiN コートされた着磁後の磁石板（周期長 4 mm）．（a）
長さ 100 mm の磁石板 A と B，および（b）
長さ 152 mm の磁
石板 E1 と E2
［１４］．

クトルを，同じ強度の理想磁場の時のスペクトルと比較して図５に示した．
図４（a）に示した モノリシック アンジュレータ磁場をる．着磁後の磁場のパターンが磁気観察シートを通して，

通過する電子からの放射スペクトル（図５の赤線）は，ア

B と E2 の磁石について観察できる．図３の着磁例は，周期ンジュレータ基本波の領域では誤差のない理想磁場（青長 4 mm のアンジュレータ磁場として２５から３８周期が放射線）からの放射スペクトルと比べて同等の性能を持つこと

光実験の実用上の使用に耐える周期数であるならば， モが判る．10−15 keV の光子エネルギーの領域では放射光実

ノリシック

験の光源として有用である．

アンジュレータ磁石も利用できるようになったことを示している．さらに，これらの板状磁石の製作は

５．
４ 磁石板の連結による極短周期長尺磁場の実現

アンジュレータの小型化・重量削減にも有用であり，最終的には Nd-Fe-B 磁石の主要成分である希土類元素を含む重板状磁石の長さとしては，100 mmを超えて152 mm長磁

要な資源の保全にも役立つ．

石の製作ができるようになったことは， モノリシック

上述のようにして作成した板状磁石一対を互いに平行にアンジュレータ磁石によって，より長いアンジュレータ磁

対向して配置すると，磁石板間の狭いギャップにアンジュ場を生成する試みの一つの成功例である．しかし，開発中

レータ磁場が生成される（図１（b））．この磁石板の性能評の薄型磁石の製作においては長さの限界が存在する．磁石価を行うためにホール素子を用いたアンジュレータ磁場の精密測定を行った．ホール素子の空間分解能（感受領域）
は 0.05 mm×0.05 mm である．
磁 場 測 定 の 結 果 を 図４に 示 し た［１４］．磁 場 測 定 は152 mm 長磁石板のペア（E1 と E2：図３（b）参照）に対するものであり，図４（a）はギャップ 1.6 mm におけるアン
ジュレータ磁場を，図４（b）はその磁場中を通過するエネ
ルギー 2.5 GeV の電子の軌道を示している．約 4 kG のアン
ジュレータ磁場をギャップ 1.6 mm において得ることができた．着磁ヘッドと磁石板の長手方向の位置関係を調整することにより，長手方向の磁場分布は磁石板の中心に対して反対称となっている．端部の磁極についても，中心部の磁極と同じ方法で着磁を行い，板状アンジュレータ磁石開発のこの段階では端部磁極の着磁について特別の注意を
図５

払っていない．このために両端部における軌道補正は十分ではないが，中心部分におけるアンジュレータ磁場／軌道は非常に良好である．
５１１

実測磁場（152 mm 長磁石）に基づく光束密度スペクトルと理想的アンジュレータ磁場に対する同スペクトルの比較．電子エネルギー 2.5 GeV，エミッタンスおよびエネル
ギー広がりが共に零の場合［１４］．

Journal of Plasma and Fusion Research Vol.95, No.10 October 2019５．
５ 極短周期アンジュレータからの放射の観測の厚さが2 mmまたはそれ以下の場合，200 mmを超える長さの磁石を製作することは容易ではない．したがって，板開発の次の目標は，上記磁石を装着した磁石間ギャップ状磁石を長手方向に連結する方法を開発する必要がある．

精密駆動機構を光源加速器に設置して電子ビームからの放磁石板の連結を適切に行い，良好なアンジュレータ磁場

射の観測・評価を行うことである．この目的で，２種類のを得るために，連結すべき磁石板を一体にして連結したまギャップ駆動機構の開発・製作を行った［１６］．第一のもの

ま着磁を行う方法を開発した［１４，１５，１７］．図６には，２組は，比較的小型の装置で，全長 200 mm までの磁石板を装の 100 mm 長の磁石板，F9 と F10 および F7 と F8 を各々一着することができる．また，第二のものは全長 500 mm ま体として着磁を行い，その後対向させて行った磁場測定のでの磁石板を装着できる．ともに真空封止型アンジュレー

結果を示した（図６（a））．F9 と F10（または F7 と F8）は，

タとしての機能を持つものである．アンジュレータ磁石の各々反対称磁場分布を持つ．磁場測定はギャップ 1.2 mm

コンパクト化・軽量化に伴い，駆動機構本体もこれまでのにおいて行った．図６中の緑色矢印は連結点を示す．図６

通常型アンジュレータのそれに比べて大幅に小型化するこ（b）に示した電子軌道（電子エネルギー 2.5 GeV の場合）にとができた．図８にこれらの駆動機構の外観写真を示した

は，連結点における磁場不正は全く見ることができない．

［１６］．各々のギャップ分解能は，1 micron（図８（a））およ

長さ 200（＝100＋100）mm のアンジュレータとして，良好

び 1 micron 以上（図８（b））である．
極短周期アンジュレータからの最初の放射光の観測実験

な磁場および電子軌道が得られたことが判る．
単体の磁石板の磁場評価と同じ様に，100 mm 長の磁石を行うために，上述の 200 mm 長磁石用駆動機構を東北大

板２枚を連結した連結型 200 mm 長アンジュレータについ

学・電子光理学研究センターの 50 MeV S-band linacに設置ても，実測磁場に基づく性能評価を行った．図７には，実した．この駆動機構に上述の周期長 4 mm・長さ 100 mm

測磁場に基づいて求めた放射光の光束密度スペクトルを示

磁石板一対を装着した．放射観測実験中はこの S-band

した（電子ビームのエネルギーが 2.5 GeV，エミッタンスおlinac を 2 Hz で運転した［１６］．1 macropulse は 5700 micro-

よびエネルギー広がりがともにゼロの場合のスペクトル

bunch（バンチ当り 3.5 pC）のマイクロバンチによって構を，同強度の理想磁場に対するスペクトルと比較）［１４］．連結型 200 mm 長アンジュレータ磁場を通過する電子からの放射スペクトル（図７の赤線）も同様に，基本波の領域では誤差のない理想磁場（青線）からの放射スペクトルと比べて同等の性能を持つ．図６および７の結果は長尺のアン
ジュレータ磁場を生成するために，上述の連結着磁法の重要性を示している．
ここでは，磁石板２枚の連結の例を示したが，この着磁法を採用すれば，任意の枚数の磁石板を連結して良好な磁場分布を持つ長尺の極短周期アンジュレータ磁場を作成することができる．これまでに，100 mm 長磁石板の５枚連結による 500 mm 長のアンジュレータ磁場（周期長 4 mm
および 10 mm）の生成に成功している［１８］．
図７

図６

mm）に
連結着磁法で着磁した磁石（長さ 200（＝100＋100）
対する磁場測定の結果．（a）
周期長 4 mm のアンジュレー
タ磁場（ギャップ 1.2 mm 時），および（b）
この磁場中の電子軌道（エネルギー 2.5 GeV 時）
［１
４］
．

（a）
図８

５１２

実測磁場（連結着磁法による 200（＝100＋100）
mm 長 磁石：図６）に基づく光束密度スペクトルと理想的アンジュ
レータ磁場に対する同スペクトルの比較．電子エネルギー
2.5 GeV，エミッタンスおよびエネルギー広がりが共に零
の場合［１
４］
．

（b）
極 短 周 期 ア ン ジ ュ レ ー タ ギ ャ ッ プ 駆 動 機 構．（a）全 長
200 mm までの磁石板を装着可，および（b）
全長 500 mmまでの磁石板を装着可［１６］．

Special Topic Article

5. Development of the Very Short Period Undulator

S. Yamamoto

成 さ れ る．実 験 時 の エ ミ ッ タ ン ス（規 格 化）は，水 平
1 mm・mrad，鉛直 3 mm・mrad であった．周期長 4 mmに対して観測する放射の波長域を可視領域に設定するために，加速器のビームエネルギーを 35 MeV に設定した．
極短周期アンジュレータからの放射を軸上下流に置かれた水平振り分けミラーにより真空槽の外に取り出し，カラー CCD カメラで撮影した．この時 CCD カメラの焦点を
水平振り分けミラー上に設定した．撮影のタイミングは
2 Hz で行われる加速器運転のタイミングに同期させた．
数日間にわたる加速器ビーム調整の後，図９のカラー
CCD 写真に示した最初の放射の観測に成功した［１６］．軸上の青色の放射を中心とする典型的なアンジュレータ放射を観測した．撮影時の極短周期アンジュレータのギャップ
は 1.7 mm に設定した．この時のアンジュレータパラメー

図９

タ（#!!
!
"!#，!!!2740 G）と 軸 上 放 射（青 色）の 波 長

極短周期アンジュレータからの最初の放射の観測［１６］．

（"!433 nm）
から得られるビームエネルギーは "!34.9 MeVて，科学技術振興機構・未来社会創造事業，JPMJMI17A1となり，加速器の設定パラメータと調和的である．

の支援を受けたものです．

図９右上方に白色の輝点が見られるが，これは本来放射５．
５節に述べた放射の観測実験においては，東北大学・

光と同軸にある電子ビームが水平ミラーに入射した際に発電子光理学研究センターの浜広幸博士，柏木 茂博士，日出する光学遷移放射の輝点である．今回の放射光の観測の妨

富士雄博士，武藤俊哉博士，および南部健一氏に協力いたげになるので，極短周期アンジュレータ下流のステアリン

だきました．深く感謝いたします．

グ電磁石によって放射光観測時の位置（図９）に移動させ

参考文献

た．
図８（b）に示した 500 mm 長磁石用の極短周期アンジュ［１］S. Yamamoto et al., Rev. Sci. Instrum. 63, 400 (1992).
［２］S. Yamamoto et al., J. Appl. Phys. 74, 500 (1993).
［３］S. Yamamoto et al., AIP Conf. Proc. 879, 384 (2007).
［４］S. Yamamoto et al., AIP Conf. Proc. 1234, 599 (2010).
［５］e.g. http://www.esrf.eu/, and http://www.spring8.or.jp/［６］e.g. http://www.psi.ch/sls/, http://www.bnl.gov/ps/
nsls2/about-NSLS-II.asp, and http://www.lunduniversity.lu.se/research-and-innovation/max-iv-and-ess［７］S. Yamamoto, J. Phys.: Conf. Ser. 425, 032014 (2013).
［８］山本 樹：第１０回日本加速器学会年会プロシーディング
ス SAOT11, 86 (2013).
［９］S. Yamamoto, WEOAA02, Proc. IPAC2014, 1845, Dresden, Germany (2014).
［１０］S. Yamamoto, Synchrotron Radiation News 28, 19 (2015).
［１１］山本 樹：第１２回日本加速器学会年会プロシーディング
ス FROM04, 187 (2015).
［１２］S. Yamamoto, AIP Conf. Proc. 1741, 020029 (2015).
［１３］大熊春夫，山本 樹：第１４回日本加速器学会年会プロ
シーディングス THOL12, 221 (2017).
［１４］山本 樹：第１３回日本加速器学会年会プロシーディング
ス TUP066, 1035 (2016).
［１５］山本 樹：レーザー研究 45, 82 (2016).
［１６］山本 樹 他：第１４回日本加速器学会年会プロシーディ
ングス，THOL11, 216 (2017).
７］山本 樹，谷口 純：特許第６
３
９
３
９
２
９号．
［１
［１
８］S. Yamamoto, WEXGBD1, Proc. IPAC2018, 1735, Vancouver, BC, Canada (2018).
［１９］佐 野 雄 二：プ ラ ズ マ・核 融 合 学 会 誌 95，本 小 特 集(2019).

レータについては，上記とは異なる周期長 10 mm の磁石を準備した．全長 500 mm の磁石（500 mm＝100 mm 長磁石
５枚，上下１対で１０枚）を装着した上で，理化学研究所放射光科学研究センターに ImPACT（内閣府革新的研究開発推進プログラム）によって構築した実験プラットホームへの設置を完了した［１９］．こ の プ ラ ッ ト ホ ー ム で は，
ImPACT および未来社会創造事業（科学技術振興機構）により，レーザー加速電子ビームと極短周期アンジュレータを用いた放射光生成の原理実証と評価試験のためのビーム
開発が進行中であり，レーザー加速ビームの到来が待たれる．
上述した極短周期アンジュレータ開発の成功は，線形加速器・レーザー航跡場加速器と極短周期アンジュレータの相性の良さを示している．一方で，今回示した極短周期アンジュレータの放射光源としての有用性は，蓄積リング型加速器へのこのアンジュレータの適用可能性を強く示唆している．この方向への努力も継続したいと考える［１３］．

謝辞本研究は，一部において，JSPS 科研費２
４６５１１０７および
２６２４６０４４の助成を受けました．本研究は，また一部において，総合科学技術・イノベーション会議により制度設計された革新的研究開発推進プログラム（ImPACT）
により，科学技術振興機構を通した委託を受けました．プログラムマ
ネージャの佐野雄二博士には研究機関全体を通して支援と協力をいただきました．また，本研究は同じく一部におい

５１３

J. Plasma Fusion Res. Vol.95, No.10 (2019)５
１４‐５１５

小特集 電子加速器の小型化をめざしたレーザー加速器研究：X 線自由電子レーザーへの挑戦

６．おわりに
6. Summary
細貝知直
HOSOKAI Tomonao
大阪大学 産業科学研究所（原稿受付：２
０
１
９年６月１
７日）

本小特集では，内閣府革新的研究開発推進プログラム

ング加速システムの設計が行われ［５］，それらの結果に基（ImPACT）「ユビキタス・パワーレーザーによる安全・安づき要素技術開発が実施された．プラズマで光学素子を形

心・長寿社会の実現」のもとで実施されている X 線自由電成するプラズマオプティクスやパルス駆動ソレノイド等の子レーザー（X-ray Free Electron Laser; XFEL）ドライバー

ビーム制御素子の開発によって電子ビームの位置安定性やをめざしたレーザー航跡場電子加速の各要素技術開発につエネルギースペクトルの再現性は黎明期のレーザー加速といて，それぞれを研究分担者が概説した．

は比べものにならないほどに向上した．入射器にエネル

レ ー ザ ー 航 跡 場 加 速（LWFA）は１
９７９年 に Tajima とギースライス技術を導入しエネルギー広がり #!"!!3％

Dawson によって提唱されて［１］から４０年が経過し，CPAの 100 MeV 級電子ビームの安定生成が達成され，これを入レーザーの登場によって本格的に実験が開始された１９９０年

射ビームとして GeV 級ステージング加速が実施されてい後半からも既に２０年以上が経過している．実験開始当初の

る．入射器からの電子を追加速レーザー航跡場へ高効率で目標であった準単色電子ビーム発生［２］や GeV 級の電子加収束入射するためのプラズマレンズの開発も進められてい速などの原理実証は既に為され，近年では，8 GeV に達する［６］．ステージングレーザー航跡場加速を GeV 級のエネ

る加速エネルギー利得も報告されている［３］．そして，現ルギーレンジに展開するために，大電流パルス放電を用い

在も更に高いエネルギーフロンティアに向かって研究開発て数〜10 cm 級の長尺プラズマ光導波路（プラズマチャネ

競争は進んでいる．一方では，物性材料科学等の応用研究

ル）の開発も入射器と並行して進められ，長尺加速には不への適用をめざした準単色・極短パルス電子ビーム源とし可欠の安定な高強度レーザーパルスの長尺光導波も実証さての開発も進められている［４］．このように，レーザー航れた．さらに，従来加速器で使用されている四重極電磁石

跡場加速研究は着実に進められているものの，未だに原理がアンジュレータを設置したビームラインに導入され，〜

実証のフェーズから加速器実現に向かう過渡期にある．

300 MeV級のレーザー加速電子ビームを用いた輸送試験も

LWFA の社会実装には従来高周波加速器と同等の高い信開始された．第４章で述べられた通り，安定な電子ビーム

頼性と安定性に加えてビームパラメータの高い制御性も必を得るためにプラズマと電子ビームの特性評価を行うモニ要である．これまでの原理実証研究のように，力任せにターの開発も並行して進められている．

レーザー入力を大きくしていくだけでは加速エネルギー利

ImPACT プロジェクトでは当初の計画通り，これらの要

得のチャンピオンレコードは更新されても，それらによっ

素技術の全てがレーザー加速プラットフォーム上でシステてレーザー航跡場加速が現実の加速器に近づくことはない

ム化されステージング加速実験が実施されているが，未だことが理解されつつあり，安定な電子ビームの発生と制御安定な GeV 級加速器の実現には到達していない．レーザーに研究の力点が向きはじめた．

航跡場加速研究推進はラズマダイナミクスと粒子加速機構

このような状況を背景に XFEL のドライバーをめざしたの詳細にわたる理解がベースとなるが，これらに加え，こレーザー航跡場加速開発へのチャレンジが ImPACT プロ

れからのレーザー航跡場加速器実現をめざした研究開発のグ ラ ム に 採 択 さ れ た．第２章 で 述 べ ら れ て い る 通 り，

展開にはビームの安定化技術の開発，そして，従来加速器

ImPACT プログラムでは電子入射と追加速を独立に励起技術との融合が不可欠になる．今後，電子ビーム発生の安したレーザー航跡場で行うステージング加速方式が採用さ定化が進むに従い，従来加速器技術によるビームの輸送とれた．第３章で述べられた通り，理研播磨のレーザー加速制御の技術や詳細なビーム診断，診断結果を用いたフィー

プラットフームに構築されたドライバーレーザー装置は，ドバック制御などが重要な開発項目になる．

安定かつスケーラブルな加速技術の確立をめざすこのス

近年，欧州では粒子加速を含むハイパワーレーザー応用

テージング加速専用に設計され，数値計算によるステージに携わる研究者と大型加速器施設の研究者が連携協力しInstitute of Scientific and Industrial Research, Osaka Univ., OSAKA 567-0047, Japanauthor’s e-mail: hosokai@sanken.osaka-u.ac.jp

５１４!2019 The Japan Society of Plasma
Science and Nuclear Fusion Research

Special Topic Article

6. Summary

図１

T. Hosokai

レーザー加速研究を実施している世界の主要な PW 級レーザー施設．

レーザー駆動の超小型高エネルギー粒子加速器の実現に向し，できるだけ多数の方々にレーザー加速研究に参加いた

けた研究体制を構築している［７］．さらに人材育成プログ

だきたい．

ラムを欧州全体の加速器コミュニティが連携して展開している［８］．また，欧米，アジアでは大型レーザー施設には

参考文献

大きな投資がなされ，多数のペタワット（PW）級のレー［１］T. Tajima and J.M. Dawson, Phys. Rev. Lett. 43, 267 (1979).
［２］S.P.D. Mangles et al., Nature 431, 535 (2004); C.G.R. Geddes
et al., Nature 431, 538 (2004); J. Faure et al., Nature 431,
541 (2004); E. Miura et al., Appl. Phys. Lett. 86, 251501(2005)［３］A.J. Gonsalves et al., Phys. Rev. Lett. 122, 084801 (2018)［４］http : / / www. jst. go. jp / crest / laser / reserchers /reserchers21.html#hosokai，CREST 先端光源を駆使した光科学・光技術の融合展開「光制御極短シングル電子パルスによる原子スケール動的イメージング」［５］N. Pathak et al., (Submitted)［６］Z. Jin et al., (Submitted)［７］http://pwasc.org.uk/
https://indico.desy.de/indico/event/11168/session/1/
contribution/2/material/slides/0.pdf［８］http://www.eupraxia-project.eu/

ザー施設が稼働を開始し，それらではレーザー駆動粒子加速研究が大きな柱の一つとなっている．図１にレーザー加速研究を実施している世界の主要な PW 級レーザー施設示す．これらの施設では同分野の研究に従事する研究者の数は日本に比べ圧倒的に多く，また人材育成プログラムにも多額の投資がなされている．これらの研究機関でのレーザー駆動粒子加速研究のトレンドも，加速エネルギーのチャンピオンデータ競争からレーザー加速器の実現へと徐々にシフトしつつある．このような厳しい開発競争の中で日本がこの研究分野でプレゼンスを保ち続けるためには，オールジャパンの研究体制を早急に構築すると同時に，この研究分野を牽引していく若手人材の育成を開始す
ることが必要である．そのためにも，ImPACT プログラムで整備されたレーザー加速プラットフォームを有効に利用

５１５

Journal of Plasma and Fusion Research Vol.95, No.10 October 2019

!!
さ

の

ゆう

小特集執筆者紹介

じ""かん

佐 野 雄 二自然科学研究機構 分子科学研究所 社会連携
研究部門プログラム・マネージャー．博士（工学）．株式会社東芝に３７年間勤務の後，内閣府
革新的研究開発推進プログラム（ImPACT）プ
ログ ラ ム・マ ネ ー ジ ャ ー を５年 間 勤 め，２０１
９年４月 よ り 現職．大阪大学 産業科学研究所 招聘教授，東芝エネルギーシス
テムズ株式会社 技術顧問，株式会社 LAcubed 研究開発部長を兼務．専門は，レーザー応用工学，量子ビーム応用工学，原
子力工学．
だ

しん

いち

益 田 伸 一

い

やす

き

もと

しげる

山 本

樹

高エネルギー加速器研究機構・物質構造科学
研究所，名誉教授，特任教授．理学博士（名古屋大学理学研究科）．専門は放射光生成過程の研究と放射光源としての挿入光源の開発．最
近は非常に短い周期をもつアンジュレータの開発に注力している．日本物理学会，日本放射光学会，日本加速器学会会員．

日本原子力研究所，産業技術総合研究所，大阪大学において，レーザープラズマ電子加速研究に従事した後，高エネルギー加速器研究機
構において，極短周期アンジュレータ開発に携わった．現在，高輝度光科学研究センターにおいて，レー
ザープラズマ電子加速研究のため，加速特性計測の探針として使用する極短電子線形加速器開発に従事している．
さか

まさ

１
９
９
８年京都大学大学院理学研究科物理学・宇宙物理学専攻修了．博士（理学）．日本原子力研究所 博士研究員を経て，現在，量子科学技術研究開発機構 関西光科学研究所 高強度
レーザー科学研究グループリーダー．高強度レーザーの高度化とそれを用いた電子，イオン加速研究に従事している．レーザーの高強度場を用いた研究を模索中．日本物理学会，応用物
理学会，日本加速器学会各会員．
やま

ます

ど

神 門 正 城

ほそ

かい

とも

なお

細 貝 知 直お大阪大学産業科学研究所 量子ビーム物理研究
分野 教授，理化学研究所放射光科学研究セン
ター レ ー ザ ー 加 速 開 発 チ ー ム チ ー ム リ ーダー（兼任）．１９９７年東京工業大学大学院総合理工学研究科・博士（理学）．レーザープラズマ粒子 加 速，
EUV リソグラフィー光源など，プラズマ応用に関する研究に従事してきました．４月に現在のポジションに異動し研究室の立ち上げ中です．

酒 井 泰 雄大阪大学 産業科学研究所 第２研究部門 量子ビーム物理研究分野 特任助教．理学博士（東京工業大学大学院総合理工学研究科創造エネ
ルギー専攻）．専門は大電流ビーム物理，プラズマ科学，大電力パルスパワー工学．

５１６