J. Plasma Fusion Res. Vol.98, No.6 (2022)２
４８‐２４９

小特集

ナノ秒およびフェムト秒レーザー生成プラズマで駆動する重イオン源とイオンビーム輸送
Heavy Ion Sources Driven by Nano- and Femto-Second Laser-Plasma
and Ion Beam Transportation

１．はじめに
1. Introduction
近藤康太郎
KONDO Kotaro
量子科学技術研究開発機構（原稿受付：２
０
２
２年２月１
６日）

イオン源
［１］とは，その名の通りイオンを生成する装置（Neodymium-doped Yttrium Aluminum Garnet, Nd:

で，中でも重イオン源は相対的に重いイオンを生成するイYAG）レーザーを用いたレーザーイオン源（Laser ION

オン源である．比較的低いエネルギー領域のイオン利用でSource, LION）［７］から後段の線形加速器の質量電荷比のあれば，静電加速部をもつことで重イオンを含むイオン源

マッチングを実現するためのチャージブリーダとなるは，質量分析計，イオン注入装置，イオンエンジンなどにElectron Beam Ion Source（EBIS）［８］へ と 供 給 を 行 い，

利用されている．一方で，高いエネルギー領域の利用とな

ビームコミッショニングを経て，NASA（National Aero-

ると，重イオンの場合は特にイオン自身が重いために，重nautics and Space Administration）Space Radiation Labora-

イオン源を最上流として，高周波（Radio Frequency，RF）

tory（NSRL）の供給運用を開始した．それは，従来のタン加速器を下流に設けて加速させた重イオンビームが主にな

デム加速器を用いた重イオン入射器のビームラインに加る．このような高いエネルギーを有する重イオンビームをえ，イオン種の切り替えを容易とするレーザーイオン源を用いて，クォーク・グルオンプラズマや重元素合成の探索用いた重イオン入射器の運用が始まったことを意味していを含む原子核物理［２，３］，品種改良・微生物育種や宇宙線る．さらに２０１５年からは最終段の相対論的重イオン衝突型

等の生物影響に関連する生物学［４］，さらに陽子に比べて加速器（Relativistic Heavy Ion Collider, RHIC）への供給ま高い治療効果をもつ重粒子線治療［５，６］といった医学に至で行っている．BNL-LION は様々なビームユーザーの要請るまでその利用は広がる．このように広範囲に利用されてに応えるために，固体物質から供給できるイオンおよび酸いる重イオンを生成する重イオン源にはその更なる性能向素イオンと非常に多くのイオン種を供給できるようになっ上が望まれている．

た．同時に，BNL-LION から供給される多種多様のイオン

最近，RF 加速器へ入射するレーザー生成プラズマからを安定にビーム輸送し，シンクロトロン加速器へ入射する

引き出される重イオン源とそのビーム輸送の発展が著し

BNL-EBIS さらに RF 線形加速器を含めたビーム加速とそい．ここでは２つの研究施設を紹介したい．両者はナノ秒の輸送部の運用も特筆すべき要素といえる．

とフェムト秒と駆動するレーザーパルス幅が大きく異なる

一 方，量 子 科 学 技 術 研 究 開 発 機 構（量 研）は，ものの，共に安定したシンクロトロン加速器への重イオン

120 m×65 m のスケールを有する日本初の重粒子線治療装

入射をめざしている．特に米国ブルックヘブン国立研究所

置 HIMAC（Heavy Ion Medical Accelerator in Chiba, HI-（Brookhaven National Laboratory, BNL）では既にその供MAC）［９］の 1/40 程度のサイズとコンパクトな普及型とな給運用が開始している．

る第５世代重粒子線治療装置（量子メスとも呼ばれてい２０１４年 に BNL で は，ナ ノ 秒 ス ケ ー ル の Nd:YAGる）の開発をめざしている．量子メス［１０］は図１に示すよKansai Photon Science Institute, National Institutes for Quantum Science and Technology, Kizugawa, KYOTO 619-0215, Japanauthor’s e-mail: kondo.kotaro@qst.go.jp

２４８!2022 The Japan Society of Plasma
Science and Nuclear Fusion Research

Special Topic Article

1. Introduction

K. Kondo

でも紹介する狙いが本小特集を企画した最大の動機である．
イントロダクションの本章に続く第２章では BNL で開発した幅広いイオン種を高速に切り替えて供給できるナノ秒パルスの Nd:YAG レーザーを用いた重イオン源の特徴を述べるとともに，その運転実績についても紹介する．第３
図１

章では同じく BNL で開発されたシンクロトロン入射器に量研で研究開発を進めている量子メス概念図［１０］．

あたるレーザー生成プラズマから引き出された重イオンのEBIS への入射，そして RF 線形加速器による重イオンの加
うに主にレーザー加速入射器，超伝導シンクロトロン，高速（17 keV/u〜2 MeV/u）とそのエネルギー領域および最温超伝導ガントリーから構成され，炭素イオンを含むマル

下流の大型シンクロトロン加速器である RHIC に至るまで

チイオン照射［１１］を実現することで，線量分布だけではなのイオンビーム輸送について報告する．第４章は量研・関く生物効果の依存性をもつ線エネルギー付与（Linear En-

西光科学研究所で取り組んでいるペタワット級にアップ

ergy Transfer, LET）分布まで制御し，これまで以上に質デートされたフェムト秒高強度レーザー J-KAREN-P を用の高い治療をめざす重粒子線治療装置である．その上流にいた重イオン加速として，高繰り返し対応可能なテープ型

あたるレーザー加速入射器は，プラズマを生成しながら既の固体薄膜からマルチイオン照射で重要となる酸素イオン

存の重粒子線治療装置でのシンクロトロン加速器への入射を高エネルギー（〜8 MeV/u）に加速したので，それにつエネルギー（数 MeV/u）までに重イオンを加速すること

い て 報 告 するとともに，チタンサファイアレーザーができる超短パルスフェムト秒レーザーを用いる．量研・

J-KAREN-P の特徴についても紹介する．そして第５章で関西光科学研究所では，ペタワット級フェムト秒高強度

は，はじめにプラズマ・イオン源からレーザー駆動イオンレーザー J-KAREN-P（Japan Kansai Advanced Relativistic

源 に お け る ビ ー ム 軌 道 方 程 式 を 概 観 す る．そ れ に 続

ENgineering Petawatt laser system, J-KAREN-P）
［１２，
１３］

き，２０１０年に報告された J-KAREN レーザーを用いた陽子を用いた 1021 W/cm2 を超える高い集光強度［１４］に対するビーム輸送について，さらに最近行われた高繰り返し小型

重イオン加速について，その物理メカニズムと加速された

フェムト秒レーザーによるイオン加速から引き出された低重イオンビーム性能を調べるとともに，レーザー加速入射エネルギー（90 keV）陽子ビーム輸送およびエミッタンス

器実現に向けて高繰り返し小型フェムト秒レーザーによる計測結果について紹介し，重イオン輸送の展望について述

重イオン加速と引き出された重イオンビーム輸送実験を行べる．

い，相補的に量子メスに向けて研究開発を進めている．最近，J-KAREN-P でマルチイオン照射の候補である酸素イ

参考文献

オンが固体薄膜を用いたレーザー加速によって高効率に加［１］B. Wolf, Handbook of Ion Sources (CRC press 1995).
［２］E. Shuryak, Rev. Mod. Phys. 89, 035001 (2017).
［３］J. J. Cowan et al., Rev. Mod. Phys. 93, 015002 (2021).
［４］C.A. Tobias, Radiat. Res. 103, 1 (1985).
［５］M. Muramatsu and A. Kitagawa, Rev. Sci. Instrum. 83,
02B909 (2012).
［６］D. Schardt et al., Rev. Mod. Phys. 82, 383, (2010).
［７］M. Okamura et al., Rev. Sci. Instrum. 79, 02B314 (2008).
［８］E.N. Beebe et al., Rev. Sci. Instrum. 73, 699 (2002).
［９］Y. Hirao et al., Nucl. Phys. A. 538, 541 (1992).
［１０］https://www.qst.go.jp/site/qst-kakushin/39695.html［１１］T. Inaniwa et al., Phys. Med. Biol. 62, 5180 (2017).
［１２］H. Kiriyama et al., Opt. Lett. 43, 2595 (2018).
［１３］H. Kiriyama et al., Opt. Lett. 45, 1100 (2020).
［１４］A.S. Pirozhkov et al., Opt. Express 25, 20486 (2017).

速された．また，高繰り返し実験に対応可能な小型フェム
ト秒レーザーを用いて低エネルギー領域（90 keV）の陽子イオンを引き出し，そのビーム輸送実験を行った．
これら２つの重イオン源とビーム輸送システムは，先に述べたように駆動パルスレーザーのパルス幅がナノ秒とフェムト秒と大きく異なり，さらにレーザー集光径やレー
ザーエネルギーも異なることから，結果としてレーザー生
成プラズマを駆動するレーザーの集光強度という点では108 W/cm2 と 1021 W/cm2 と１０桁以上異なるものの，両者は共通な目標をもっている点で非常に興味深い．レーザー集光強度が大きく異なる２つの重イオン源とそのビーム輸送
を通して，レーザー生成プラズマ現象の裾野の広さを少し

２４９

J. Plasma Fusion Res. Vol.98, No.6 (2022)２
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小特集 ナノ秒およびフェムト秒レーザー生成プラズマで駆動する重イオン源とイオンビーム輸送

２．ナノ秒レーザー生成プラズマ駆動重イオン源
2. Nano-Second Laser-Plasma Driven Heavy Ion Source
金末猛，岡 村 昌 宏

KANESUE Takeshi and OKAMURA Masahiro
ブルックヘブン国立研究所（原稿受付：２
０
２
２年３月３
１日）

ナノ秒レーザーを用いたレーザーイオン源は，固体ターゲットに高強度パルスレーザーを照射してターゲッ
トを瞬間的に蒸発・プラズマ化させ，生成されたアブレーションプラズマからイオンを引き出すことでパルスイ
オンビームを得る重イオン源である．世界で唯一加速器用に長期間安定したユーザー運転を行っている Brookhaven National Laboratory（BNL）のレーザーイオン源を例にイオン源の構造や運転条件を説明する．
Keywords:
heavy ion source, laser ion source, laser plasma, nanosecond laser, ion species change

２．
１ 序論

する．ユーザーの一つは周長 3.8 km の衝突型加速器 Rela-

ナノ秒レーザーを用いたレーザーイオン源は，固体ター

tivistic Heavy Ion Collider（RHIC）で 行 わ れ て い る 最 大

ゲットに高強度パルスレーザーを照射してターゲットを瞬ビームエネルギー 100 GeV/u での重イオン衝突実験であ間的に蒸発・プラズマ化させ，生成されたアブレーション

る．この実験では十分な実験データを得るため数ヶ月にプラズマからイオンを引き出すことでイオンビームを得る

渡って同一のイオン種を使用する．もう一つのユーザー施イオン源である．固体表面でレーザー生成プラズマを生成

設は NASA Space Radiation Laboratory（NSRL）である．こするためのレーザーパワー密度の閾値は 108 W/cm2 程度での施設では，周長 200 m の AGS（Alternating Gradient Syn-

ある．ナノ秒レーザーの場合，アブレーションプラズマ発

chrotron）‐Booster と呼ばれるシンクロトロンから取り出

生中にレーザーによりプラズマが加熱されされるためレーした最大エネルギー 1.5 GeV/u の重イオンビームと最大エ

ザーパワー密度とプラズマ中のイオン価数に密接な関係がネルギー 2.5 GeV の陽子ビームを使い，銀河宇宙線（Galac-

ある．一般的にレーザーパワー密度が高いほどプラズマ中

tic Cosmic Ray ; GCR）の影響を地上で評価する実験を行っのイオン価数が高い．プラズマ生成閾値より少し高い程度ている［１］．図１に RHIC 加速器施設全体図を示す．

だと１価イオンが支配的なプラズマとなり，炭素６価や鉄２０価等の多価重イオンを生成するには 1011〜1012 W/cm2以上が必要となる．
本章では，世界で唯一加速器用に長期間安定したユーザー運転を行っている米国 Brookhaven National Laboratory（BNL）のレーザーイオン源について報告する．このイオン源は，英語の Laser Ion Source から着想を得た LIONと呼ばれている．LION は BNL の重イオン加速器施設最上流に位置するイオン源であり，価数増幅器として働く電子
ビームイオン源（Electron Beam Ion Source，BNL の装置はRHIC-EBIS と呼ばれている）の外部イオン源として様々なイオン種の一価イオンビームを供給している．レーザーイ
図１

オン源は，１．パルスイオン源，２．放電ガスを使わず高真空，３．直前のイオン種の影響が無い，４．ウォームアップ
無しで定格性能が出る，という特徴があり，同じくパルス
イオン源である電子ビームイオン源 と の 相 性 が 非常に良い．
LION は数秒間隔で２つのユーザー施設にビームを供給

RHIC 加速器施設全体図．LION は RHIC-EBIS の最上流のイオン源．重イオンビームは RHIC-EBIS から供給される．
ビームは AGS Booster と AGS でさらに加速され，RHIC
で の 衝 突 実 験 に 使 用 さ れ る．Tandem van de Graaf（TANDEM）は RHIC-EBIS の バ ッ ク ア ッ プ で あ る．200
MeV LINAC は RHIC で使用される偏極陽子ビームと，アイ
ソトープ生成施設 BLIP で使用される陽子ビームを供給す
る．

Brookhaven National Laboratory, Collider-Accelerator Department, Upton, NY, USA
corresponding author’s e-mail: tkanesue@bnl.gov

２５０!2022 The Japan Society of Plasma
Science and Nuclear Fusion Research

Special Topic Article

2. Nano-Second Laser-Plasma Driven Heavy Ion Source

T. Kanesue and M. Okamura

２．
２ RHIC 加速器施設の重イオン入射系
LION は，2 MeV/u の重イオンビームを供給する RHICEBIS pre-injector と呼ばれる重イオン入射系の最上流に位置 す る．図２に RHIC-EBIS pre-injector の 概 要 を 示 す．
LION は固体ターゲットが存在する全てのイオン種の１価
イオンビームを供給する．ガス状ターゲットは２台の放電型イオン源である Hollow Cathode Ion Source（HCIS）が使われる．HCIS は１台で１つのイオン種のみ供給できる．これらの１価イオン源から供給されるビームは，EBIS により価電子が剥ぎ取られ多価イオンとなり，RFQ（Radio

図３

BNL のレーザーイオン源（LION）．

Frequency Quadrupole）線 形 加 速 器 と IH（Inter-digital
２．
３．
１ レーザー

H-mode）型線形加速器（IH-LINAC）という２台の高周波線形加速器で 2 MeV/u まで加速され AGS-Booster に入射

レーザーは信頼性を重視し，汎用のフラッシュランプ励

される［２］．

起シングルオシレータータイプの Nd:YAG レーザー（波長高周波加速器はある一定の電荷数対質量比を持つ荷電粒1064 nm，最大エネルギー 850 mJ，パルス幅 6 ns）を採用

子の み 加 速 で き る．RHIC-EBIS pre-injector の 加 速 器 としている．通常の運転では 200〜500 mJ を使用する．LION

ビームラインは加速電圧と磁場の強さを調節することで電では RHIC 用レーザーラインと NSRL 用レーザーラインは

荷数対質量比 0.16（197Au32＋）〜0.5（4He2＋）の範囲で高い

独立していて，各レーザーラインは専用のレーザーを使用性能を発揮するように設計されている．様々なイオン種でしている．運転開始当初は NSRL 用レーザーラインに汎用

電荷数対質量比がこの範囲に収まるように価数を制御するのダブルパルスレーザー（２台のレーザーがコンバイナーのがRHIC-EBISである．電子ビーム電流密度と閉じ込め時を介して同一光路を通る）を使用し，うち１台をバック間を調節することで価数を制御している．RHIC-EBIS は長アップとして使用していた．しかし，レーザー設置場所が

さ 188 cm のイオントラップ，7〜10 A の電子銃，5 T の超

狭く，当初使用していたレーザーは電源とレーザーヘッド

伝導ソレノイドを装備する世界最大の電子ビームイオン源の切り離しに手間がかかりメンテナンスやレーザー不調時である．

の対処が難しいことが運転開始後に判明した．また，汎用レーザーの信頼性は高く，運転期間中に対処する必要があ

２．
３ LION の構造とビーム性能

るようなトラブルはほとんど無かったため，現在はレーLION は十種類以上の高速イオン種切替を実現する鍵とザーヘッドと電源がワンタッチで取り外しできるレーザーなる装置である．LION の主な構成要素はレーザー，レーが導入され，各レーザーラインに一台ずつあるレーザーに

ザープラズマ生成用ターゲット，ターゲットから垂直方向問題が発生したときは予備のレーザーヘッドと交換する方に膨張しつつ進行するプラズマの軸方向形状を成形するパ式に切り替えている．レーザー光は大気中にあるレンズにルスソレノイド，プラズマを軸方向に膨張させつつ径方向

より，ターゲット上のスポットサイズが約 3〜4 mm になるに閉じ込める全長 3 m のソレノイドコイル，そしてプラズ

ように集光される．スポットサイズが大きいのは，レーマからイオンを引き出す引き出しチャンバーである．このザーエネルギー数百 mJ でプラズマの発生量を稼ぎつつうち，レーザー以外はイオン引き出し用の高電圧ターミナ

ターゲット上のレーザーパワー密度を１価イオン生成に必

ル上にあり，高電圧保護ケージ内に収められている．図３

要な値とするためである．レーザー光路上の全てのミラーに LION 全体図を示す．図３の太線で囲まれた部分に約とレンズは大気中の接地電位にあり，イオン源の高圧保護

19 kV の高電圧が印加されている．高電圧ケージの全長がケージを開けなくてもメンテナンスが可能である．RHIC

4.7 m と大きいが，全長 3 m のソレノイドコイルを含むプラ用レーザー光と NSRL 用レーザー光は共通の真空窓を通し

ズマドリフト用の空間が大部分である．

て真空チャンバーに導入される．アブレーションによる真空窓表面の汚染を低減するため，真空窓はターゲットから
1.8 m 離れた位置にある．レーザーはターゲット垂直方向から３０度の角度で打ち下ろされる．安全のためレーザーとレーザー光路は金属製の箱で覆われていて，アクセス用ドアが開くとレーザーが停止するようになっている．
２．
３．
２ レーザープラズマ生成用ターゲット
ターゲットチャンバー内には RHIC 用と NSRL 用の２つのターゲット駆動システムがある．ターゲットチャンバーは余裕を持って 1000 L/s のターボ分子ポンプで排気される．長期間真空引きをすると 10−5 Pa 台前半に達するが，

図２

RHIC-EBIS pre-injector の概要．

10−4 Pa 台の圧力で問題なく動作する．ターゲット表面の２５１

Journal of Plasma and Fusion Research Vol.98, No.6 June 2022

同一スポットを照射し続けると少しずつ表面形状が変化しイオン源から取り出せるビーム量が減少する．これを補うため，長期運転ではターゲット表面を均一に使い，必要があればレーザーエネルギーを適宜上げている．最終的にユーザーで使われるのは特定のイオン種のある質量数を持
つイオンビームのみである．レーザーイオン源ではター
ゲットの組成と純度がプラズマ中のイオン割合に直接関わるので，同位体が無く純度の高い板状のターゲットが理想的である．ただ，固体である限り合金や焼結したターゲッ
トも使用できる．
NSRL 用にビームを供給するためのターゲットは XY
ターゲットと呼ばれる．２次元リニアステージ上に，幅

図５254 mm 高さ 50 mm のターゲットホルダーが据え付けられターゲットチャンバー内の NSRL 用 XY ターゲットと RHIC
用 Au ビームを供給する回転ターゲット．

ている．そのターゲット上に複数のターゲットがマウントされ，ターゲット位置をレーザースポット下に移動させる

するのが望ましいが，平面のある固体が用意できる限り化ことで異なるイオン種のビームを供給する．使用頻度の低合物や合金も使用できる．ただし，そのようなターゲット

いターゲットの大きさは 25 mm×25 mm，使用頻度の高いの場合ターゲットを構成するイオン種と同位体がすべてイ

核種は25 mm×50 mmまたは50 mm×50 mmである．厚み

オン化し引き出される．どのターゲットでもあらかじめ実

は1 mmか2 mmを基本としている．その他の大きさのター

験室でイオン種の比や時間構造を測定し，要求される性能

ゲットは専用のホルダーを作成しターゲットホルダー上にが得られるか分析することが重要である．LION では酸素マウントしている．図４はターゲットホルダーにマウント

ビームを供給するのにアルミナ（Al2O3）を使用しているされたターゲットである．リニアステージは 10 mm/sec［３］．また，自然存在比が 2.8％ と低い96Zr を RHIC の同重で動作し，ターゲットの位置関係でイオン種の切替時間が体衝突実験に供給するため，96Zr が濃縮された酸化ジルコ

決まる．この速度でも LION のイオン種切替時間が NSRL

ニウム（ZrO2）パウダーを BNL で焼結しターゲットとして用イオン種切替の律速になっていないため問題ない．各イ

使用した［４］．

オン種を使用するときは，ターゲット表面をラスター状にレーザー照射によりターゲットから発生するレーザー生スキャンしている．連続移動だと真空中のステッピング

成プラズマは，レーザーの入射角にかかわらずターゲット

モーターが焼き切れるため，２０秒毎に 0.5 mm ステップ的

表面の垂直方向に３０度程度の円錐状に放出される．プラズにターゲット位置を移動させている．

マ中の電離，再結合過程はプラズマ密度の高いターゲット

RHIC 用のビームは単一イオン種，主に Au ビームを数ヶの近傍で起こる．その後プラズマ中のイオンの価数と速度月に渡って供給する．RHIC 用 Au ビームを供給するための分布は一定となり，プラズマは三次元的に断熱膨張しながターゲットは回転ターゲットと呼ばれ，内径 110 mm，外ら一定の重心速度を持って移動する．この膨張によりナノ

径 120 mm，厚さ 3 mm のリング状 Au ターゲットを５秒毎秒で発生したプラズマをマイクロ秒以上のパルス幅に拡大にスポット位置が約 2 mm 移動するように回転させていすることができる．自由膨張させた場合，パルス幅は膨張

る．片面で数年対応可能である．リング状のターゲットが距離に比例し，電流密度は膨張距離の三乗に反比例して低用意できない場合，小型の２次元リニアステージで駆動す

下する．

る平面ターゲットを使用する．ターゲットチャンバー内の２．
３．
３ ソレノイド磁場によるプラズマ輸送
ターゲット表面垂直方向へ進みながら膨張するレーザー

XY ターゲットと回転ターゲットの様子を図５に示す．

生成プラズマは，ソレノイド磁場を使用することで径方向LIONからEBISまでのイオンビーム輸送は静電レンズと電極で行われるため，LION で引き出された１価イオンへの発散を抑制しつつ進行方向へ膨張させることができる

ビームはイオン種や同位体に関わらず全て EBIS に入射さ［５］．この方式ではレーザー照射条件を変えることなく，れる．そのため最終的に使われる特定の質量数を持つイオ

またイオンビーム引き出し位置でのパルス幅にもさほど影ン以外は EBIS のイオントラップを無為に占める不純物と響を与えることなくビーム電流を変化させることが可能となる．ターゲットは純金属のように純度の高い平板を使用なる．この方式が BNL で開発される以前は，レーザーイオン源から取り出すイオンビーム電流を制御するのにレー
ザーエネルギーを変化させる必要があった．しかし，その場合レーザーパワー密度が変化するためビーム電流だけではなくプラズマ中のイオン価数や膨張速度等のプラズマの性質も変化してしまう．ソレノイド磁場によるレーザー生
成プラズマ輸送によりレーザーイオン源の柔軟な運用が可能になり，LION が実現した．LION では後段の電子ビーム

図４

イオン源への入射のため，重いイオンで数百マイクロ秒の

NSRL 用 XY ターゲットのターゲットホルダー．

２５２

Special Topic Article

2. Nano-Second Laser-Plasma Driven Heavy Ion Source

T. Kanesue and M. Okamura

パルス幅と数十 μA のビーム電流，軽いイオンでは数十マムが貯蔵されている間も適宜入射器全体の調整のために

イクロ秒のパルス幅と数百 μA から 1 mA 程度のビーム電ビームが使われる．特に毎年の運転開始初期は多くの調整流が要求される．この条件を満たすため，実験室での試験が必要なので，ビーム貯蔵時も数時間以上連続して運転さ結果をもとに LION ではプラズマ膨張距離 3.4 m，ソレノイれる．また，LION を含めた RHIC-EBIS pre-injector はビー

ドコイル長 3 m，内径 73 mm が採用された．ソレノイド磁ムが使用されていない場合もビームパルス数を減らして運場の強さは数ガウスから１００ガウスが使用され，イオン種

転が続けられ る（AGS-Booster と AGS は 停 止）
．これは毎に設定値が異なる．

ビームの安定化のためではなく，装置の健全性を常に監視

ターゲットと長さ 3 m のソレノイドコイルの間にはレーするための運転である．RHIC では十分な実験データを得

ザー生成プラズマの時間構造を制御するためのパルスコイ

るため，できるだけ多くの粒子数が要求される．そのため

ルがある．このパルスコイルは立ち上がり約１０マイクロ

RHIC-EBIS pre-injector から供給される１２パルスのビーム秒，最大３００ガウスで動作し，プラズマの後部のみを増幅さが RHIC 内で２バンチとなる運転を行っている．バンチとせビーム発散力が高いイオンビームのピーク電流を抑えては周回ビームの塊のことで，RHIC では２つのリングを合必要な粒子数を得るために使われる［６］．パルスコイルは

わせて１
１１バンチ×１
１１バンチのビームが実験に使用され電源の充電時間が必要なため，NSRL 用ビームのみに使わる．LION から供給される 200 ms 間隔の１２パルスを RHICれる．

に２バンチとして入射するサイクルはスーパーサイクルと

２．
３．
４ イオンビーム引き出し呼ばれる．スーパーサイクルは約６秒であり，加速器施設

ソレノイドコイルの出口側では端部の磁場形状によりプの運転は基本的にこのスーパーサイクルの繰り返しであラズマが発散してしまうため，イオンビームの引き出しはる．LIONはスーパーサイクルの初期にRHIC用ビームを供

ソレノイドコイル直後で行われている．真空ポンプを含む給する．スーパーサイクル中の以降の時間で AGS-Booster,

ターゲットチャンバーと引き出しチャンバーには 19 kV

AGS での加速が行われビームが RHIC に入射される．ビー程度の高電圧が印加されている．プラズマの引き出し径はムが入射や調整運転に使われていない場合も LION はスー

直径 15 mm で，42 mm 離れた位置に引き出し電極がある．

パーサイクル当たり１パルスでスタンバイ運転が続けられ

さらに 48 mm 下流に接地電極がある．LION ではイオン種

る．NSRL 用 ビ ー ム は，RHIC-EBIS pre-injector と AGS-

毎にプラズマ密度や膨張速度等のプラズマ条件が異なる．

Booster がスーパーサイクル中で RHIC 用に使われていな

引き出し電極は，実験室で得られた異なるイオン種のプラ

い時間に１スーパーサイクル当たり１パルス供給される．

ズマ条件に対 し，引 き 出 し 電 極 の 電 圧 を イ オ ン 種毎に

NSRL に要求される粒子数はターゲット室でシングルパー

17〜15 kV で変化させることで適切にプラズマ引き出し面

ティクルから 109 個程度と実験により大きく異なる．RHIC

形状が制御できるように設計されている．実験室で測定にビームを供給する必要が無く NSRL 単独運転の場合，したソレノイド磁場使用時のビームエミッタンスはビーム繰り返し速度を上げるためスーパーサイクルは約0.06 !mm mrad（規格化 RMS 値）程度と十分低い［７］．こ

４秒に短縮される．以上のようにLIONでは数秒毎にRHIC

れは長い距離を膨張した後でプラズマの一部を取り出して用と NSRL 用に異なるイオン種のビームを供給するが，いるためである．

LION はパルス駆動で真空もよく互いのビームの影響は見
られない．

２．
４ 運転実績

LION 及び RHIC-EBIS pre-injector は信頼性の非常に高LION は RHIC-EBIS で使われるイオン種の内，固体ターい装置であり，通常運転で装置担当者の操作を必要としなゲットが利用できる全てのイオン種を供給している．２０１４

い．イオン種の切替やビームのスタンバイ状態から最大性

年から様々なイオン種を安定して供給してきた．多くの場

能への立ち上げは自動化されていて，RHIC 加速器施設中合，NSRL は９月後半から翌年７月までビームを使用し，央制御室（Main Control Room，MCR）から任意のタイミン

RHIC は１２月〜２月頃から７月までビームを使用する．毎グで行われる．NSRL 用イオン種の切替はMCRへの連絡無

年７〜８月はメンテナンス期間となっている．RHIC が偏しに NSRL がユーザーの要請によって，または予定線量に極陽子衝突実験を行う場合，LION は NSRL にのみビーム

達したら自動で行われる．LION は立ち上げ運転無しにを供給する．RHIC は円形衝突型加速器であり，一度ビー

１ショット目から通常性能が発揮され，放電ガスを使用せムを入射・加速して衝突を始めると，実験データが効率よず直前のイオン種の影響を受けないためこのような運転がく取得できなくなるまで衝突で失われるエネルギーを補償可能である．LION 以外のイオン源では必要なイオン種数しながらビームは加速器内に貯蔵される．ビーム貯蔵時間

だけイオン源を用意する必要がある．LION に要求されるは１０時間以上（RHIC の設計エネルギー 100 GeV/u の場合）

ビーム性能は，重いイオン種ほどピーク電流が低くパルスから３０分（ビームエネルギー 3.85 GeV/u）と物理実験に必が長い．実際に供給しているビームは，例えばAuでピーク

要なビームエネルギーにより異なる．LION を含めた入射電流 100 μA でパルス幅３００マイクロ秒，C でピーク電流

系は，RHIC へのビーム入射時に最大性能を発揮するのが1 mA でパルス幅１００マイクロ秒ほどである．

最も重要である．そのため，RHIC 入射用に LION は実際のLION は２
０１４年の運転開始以来，Li，B，C，O，Al，Si，

RHIC への入射時間１０〜２０分とその前の調整を含めた３
０分

Ca，Ti，Fe，Zr，Nb，Tb，Ta，W，Au，Bi，Th を供給

から１時間程度ビームを供給する．さらに，RHIC にビーしてきた．NSRL 用 XY ターゲットには一度に１
２種類程度
２５３

Journal of Plasma and Fusion Research Vol.98, No.6 June 2022のターゲットを準備し，ターゲットの交換は夏期メンテナンス時以外必要無い．追加でイオン種が要求された場合やターゲットの損傷が激しい場合は加速器のメンテナンス日や LION が使用されていない時間にターゲットの交換を行う．ターゲットの交換は６時間以上時間がとれる場合に行う．３時間程度で十分な真空度を得られるが，余裕を持って時間をとっている．
RHIC は２４時間体制で実験を行っている一方，NSRL は
多くの場合月曜日から土曜日の朝８時から夕方５時頃までビームを使用する．場合によっては数日間連続してビームを使用する場合もある．イオン源の柔軟性が高いため，使用するイオン種について一応スケジュールはあるが，当日まで使用イオン種が確定しない場合が多い．図６はある一

図６

ある２
４時 間 の ビ ー ム 使 用 状 況．（上）RHIC 用 Au ビ ー ム．
（下）
proton，He，O，Si，Fe を使用した GCR シミュレーター
モードで運転中の NSRL ターゲットルームのビーム強度．

図７

図６のある３
０分間のビーム．NSRL 用ビームは RHIC-EBISの出力ビーム．

日の，図７はそのうち３０分間を拡大したビーム使用例を示す．NSRL が GCR シミュレーターモードで運転している場
合，一日に１００回以上のイオン種切替が行われる．同時に
RHIC 用ビームも問題なく供給してい る こ と が わかる．
LION で NSRL 用イオン種の交換にかかる時間は数秒から２０秒程度である．レーザーイオン源自体はさらに高速なイオン種切替が可能であるが，シンクロトロンを新たなイオン種に対応させるために１分程度の時間を要するのでこの切替時間で問題無い．

２．
５ 将来計画以上のように，ナノ秒レーザー生成プラズマ駆動重イオン源である LION は，２０１４年よりイオン種の高速切替を行いつつ安定なビームをユーザー運転に供給してきた．現在，LION の信頼性をより高め，さらに高品質なビームを供給する LION2 の設計を行っている．LION2 は LION の更新用イオン源であり，引き続き RHIC と NSRL にビームを(New York, NY, USA, March 2011) p.1966 (2011).
［３］G. Saquilayan et al., AIP Conference Proceedings 2011,
020013 (2018).
［４］M. Okamura et al., Rev. Sci. Instrum. 91, 013319 (2020).
［５］S. Ikeda et al., Rev. Sci. Instrum. 87, 02A915 (2016).
［６］M. Sekine et al., Nucl. Instrum. Methods A 795, 151 (2015).
［７］M. Sekine et al., Rev. Sci. Instrum. 85, 02B920 (2014).

供給する．また，建設地が BNL に決定した EIC（ElectronIon Collider）でも Au ビーム用重イオン源として使用される．

参考文献［１］C. La Tessa et al., Life Sci. Space Res. 11, 18 (2016).
［２］J. Alessi et al., Proc. 2011 Particle Accelerator Conference

２５４

J. Plasma Fusion Res. Vol.98, No.6 (2022)２
５５‐２６０

小特集 ナノ秒およびフェムト秒レーザー生成プラズマで駆動する重イオン源とイオンビーム輸送

３．ナノ秒レーザー生成プラズマ駆動重イオン源からのイオンビーム加速と輸送
3. Ion Beam Acceleration and Transportationfrom Nano-Second Laser-Plasma Driven Heavy Ion Source
池 田 峻 輔，岡 村 昌 宏
IKEDA Shunsuke and OKAMURA Masahiro
ブルックヘブン国立研究所（原稿受付：２
０
２
２年２月２
５日）

Brookhaven National Laboratory（BNL）の Laser ION source（LION）では軽イオンから重イオンまで多様なイオンを供給する必要があるためそれに対応した引き出し系の設計が重要になる．またパルス内においてビー
ム電流が変化しプラズマとビームの境界面の形状が変化するためその制御が重要となる．LION から引き出されたイオンは Electron Beam Ion Source（EBIS）で適切な電離度にイオン化された後，線形加速器と複数の円形加速器を経て，RHIC（Relativistic Heavy Ion Collider）と NSRL（NASA Space Radiation Laboratory）へ分離して供給される．本章では LION の引き出し系と境界面の制御について説明し，さらに下流の複合加速器施設についても概略を述べる．
Keywords:
laser ion source, electron beam ion source, rfq linac, ih drift tube linac, synchrotron, colliderになり収束ビームが引き出され，（b）!
)!!
&' の場合は平３．
１ LION のイオンビーム引き出し系
LION 内のレーザーターゲット上で生成されたプラズマ

らな放出面と平行ビーム，（c）!
)#!
&'では凸面で発散ビー

は膨張・ドリフトしつつ下流に設置された引き出し電極内

ムが引き出される．通常は空間電荷効果による発散力を考に入射され，そこでプラズマからイオンビームが引き出さ慮してやや凹面な境界面を形成するように #と"の組みをれる．もっとも単純な引き出し系は図１に示すような陽極選択する．そのような組みは無数に存在するが放電限界とと陰極の２電極系である．陽極のアパーチャーに飛び込ん

ビームの軌道から適切な組み合わせが選択される．典型的だプラズマのうち電子は電場によって追い返されイオンだ

な定常イオン源に対しては最適化に関する研究がされていけがビームとして陰極に向かって加速される．主な設計パ&と#が同程度になるのが最適とされている［３，
て，"
４］．し

ラメーターはアパーチャー径 &，電極間距離 #と電圧 "かし LION の場合は核種ごとに質量と電流値が異なるためである．多くの場合ビームの輸送が可能なようにほぼ平行

その観点からの最適化が必要であった．

ビームとして引き出されるように設計される．また収差の図２は LION の引き出し系の構造を模式的に示した図で影響を減らすためにビーム径は各電極のアパーチャーよりある．プラズマは図の左端から流入する．EBIS からの要求もある程度小さく抑えるように設計する．プラズマからイでプラズマ内のほとんどのイオンの電離度は１である．プ

オンビームに遷移する領域の厚さはデバイ長程度で他の電ラットフォーム電極より左側は導電体（真空パイプ）に囲極の寸法より十分小さいので，ビーム光学的にはプラズマ

まれており等電位である．引き出し後のビーム輸送系からとイオンの間に境界面があるものとみなせる．イオンは境界面に垂直に加速されるので，境界面の形状がビームの軌道の制御に重要になる．境界面の形状は流入イオンの電流（プラズマイオン電流）密度 !
（１）の Child-Langmuir
)と式
の式［１，
２］から計算される制限電流密度 !
&' の関係による．
%"$"#"""!
#"%$"!!
&' !$"（１）
図１$!は真空の誘電率で %と (はイオンの電荷と質量である．
図１に示されているように（a）!
)!!
&'の場合放出面は凹面

２電極引き出し系の模式図．プラズマーイオン境界面の凹凸がプラズマイオン電流密度 Jp と制限電流 JCL の関係で決まることを示している．

Brookhaven National Laboratory, Collider-Accelerator Department, Upton, NY, USA
corresponding auhtor’s e-mail: sikeda@bnl.gov

２５５!2022 The Japan Society of Plasma
Science and Nuclear Fusion Research

Journal of Plasma and Fusion Research Vol.98, No.6 June 2022

電流の変化を制御する．5.6 cm のソレノイドをターゲット
後方 30 cm の位置に配置して立ち上がり時間が約 4 μs の磁場をプラズマに印加する実験を行った．LCR 回路によってソレノイド電流は駆動された．磁場の立ち上がり時間はソレノイドの位置でのプラズマイオン波形の時間スケールと同程度になるように選択された．ピーク強度が 60 G のパルス磁場を印加することにより，図３のように電流波形の下降部分を増加させて電流の時間変化を抑制することに成功
した．今後はパルス磁場波形を最適化することによりさら
図２

LION の引き出し系の概略図．

なるビーム電流波形の制御をめざすとともに，イオンビー
ムのエミッタンスを測定して効果を定量的に評価することの要求と放電に関する安定性からプラットフォーム電圧はが望まれる．

20 kV が設定された．図１のような２電極系ではなく中間

３．
２ Electron Beam Ion Source

電極を配置している．その電圧を核種に応じて変化させる
ことにより出口エネルギーは 20 keV に保っ た まま，式LIONから引き出された１価イオンはEBISへ輸送され適（１）の !
!" を調整して適切な放出面を形成できる．プラッ

当な電離度にイオン化された後，２段の線形加速器を経てトフォーム電極の口径は十分な電流が得られるように実験

Booster Synchrotron に入射される（図４）．NSRL 用のイ

データをもとに 15 mm に決められた．プラットフォーム電オンは Booster で加速された後 NSRL のターゲット室に送極から接地電極までは前後の機械的な制約から 115 mm にられるが，RHIC 用のイオンはさらに Alternating Gradient

定められた．プラットフォーム電極と中間電極の間の距離

Synchrotron（AGS）で加速された後に RHIC に入射され再と中間電極の開口径は，要求されているすべての核種で要び加速され衝突実験に使われる．以下の節では EBIS 以降

求性能（電流値，平行度，エミッタンス）を満たすように，の加速器施設について説明する．
LION と EBIS の間のビームラインではイオンのエネル

IGUN［５］でのシミュレーションをもとに決められた．中間電極の電 圧 は 17.5 kV，開 口 径 は 26 mm，電 極 間 距 離は42 mm が最適な値であった．例えば炭素は 375 μA と金は
65 μA の電流値が実験データをもとに用いられ,どちらの場
合で も エ ミ ッ タ ン ス は 0.06 !mm mrad 以 下 に 抑 え ら れた．実際の運転では金の 100 μA 以上が必要となりプラッ
トフォーム電極と中間電極の電位差は約 4 kV が使用されている．
IGUN は定常な引き出しを仮定しているが，実際にアパーチャーに入射されるプラズマイオン電流は数百 μs 程度のパルス幅の中で緩やかに変化する．これは !
!" を固定したまま !
#を変化させることにあたり，したがって放出面
が時間変化しその結果ビームの発散角がパルス内で変化すると考えられる．そうすると後段のビーム輸送系では異な

図３る発散角のビームを一度に輸送しなければならず，これは実効的なエミッタンスが増加したことを意味している．発

LION 内でパルス磁場が印加された場合（60 G ピーク磁場）とされ無かった場合それぞれの引き出し電流波形．

散角がパルス内で変化していることは実際に実験によって確認された．一方で EBIS には十分な量のイオンが送られていることも確認されており普段の運転でも使用されていて問題にはなっていない．しかし，より低エミッタンスのビームを供給し装置全体の性能を向上させるためには，放出面の積極的な制御が求められる．そのための方法として
パルス磁場によるプラズマイオン電流波形の制御法が開発された［６，
７］．
レーザーターゲットと引き出し電極の間に定常のソレノイド磁場を印加すると，プラズマがガイドされて引き出しでのプラズマイオン電流が増加する．電流の増加率はソレ
ノイド磁場が強いほど大きい．そこでパルス磁場制御法ではソレノイド磁場の強度をプラズマイオン電流波形に合わ

図４

せて時間変化させて電流増加率を調整し，電流パルス内の
２５６

BNL における複合加速器施設．

Special Topic Article

3. Ion Beam Acceleration and Transportation from Nano-Second Laser-Plasma Driven Heavy Ion Source S. Ikeda and M. Okamura

ギーが約 20 keV と大きくないので静電の偏向場や収束系

荷量まで閉じ込めが可能であり，そのうち約１５％を必要なが用いられる．LION からはさまざまな核種のイオンが引

電離度のイオンが占める［１０‐１２］．最大 10 A，20 keV の電き出されるが，全て静電場でビームラインを構成すると軌子電流が用いられて約 1.9 m のトラップ領域には１０１２個の道がほぼ同じになるので一つの核種について最適化すると電子が存在している．これはこれまでに開発された EBIS

他の核種についてもほとんど同じ設定が使用できるというの中でも最大級に大きい値である［１３］．トラップ領域内の利点もある．

電子ビームは超伝導ソレノイドによる 5 T の磁場によって

図５（a）は EBIS の構造を示した模式図である．電子銃

直 径 1.5 mm 程 度 に 圧 縮 さ れ る．電 流 密 度 は 約５００か ら（Gun）から放出される電子ビームはソレノイド磁場で圧600 A/cm2 になり，RHICとNSRLに必要な電離度のイオン

縮され高電流密度状態になり，ソレノイドを通過した後は（C5＋，O8＋，Si13＋，Ti18＋，Fe20＋，Cu11＋，Au32＋など）がコレクター（Collector）で止められる．電子銃からコレク

100 ms 以内で生成される．生成されたイオンは核子あたりターまでは円筒電極（Drift tube）が複数個並べられており

17 keV に加速されて RFQ に輸送される．たとえば金イオ

別々の電位を与えることができる．電子ビームを加速する

ンの場合ピーク電流は 5 mA 以上になる．

ために電子銃よりも高い電位が使われる．イオンは外部で３．
３ RF 線形加速器

生成されてコレクター側から入射される．図５（b）はソレ
ノイド内の軸上の電位の分布を示している．イオン入射時

EBIS から引き出されたイオンは Radiofrequency Quad-にはコレクター側電極の電位を下げておきイオンを通過さrupole（RFQ）linear accelerator（linac）（高周波４重極線

せる．電子銃側では電極電位を十分高くしてイオンを反射形加速器）と Inter-digital H-mode drift tube linac（IH-DTL）させる．イオンがコレクター側に戻ってくる時には点線での２つの線形加速器によって核子あたり 2 MeV まで加速示されているように電極電位を上昇させてイオンを二つのされた後に Booster Synchrotron に入射される．線形加速電位バリア間のトラップ領域に閉じ込める．一方で径方向器は同程度のエネルギーまで加速可能なタンデム型加速器には電子ビームが作る電場によって閉じ込める．閉じ込めに比べてほとんどメンテナンスなしで安定した運転が可能られたイオンは電子の衝突によって逐次電離される．電離という利点がある．出口エネルギーは Booster Synchrotron

度は電子電流密度と閉じ込め時間の積で決まる．必要な電内の残留ガスによる電離または再結合によるイオンの損失

離度に到達したところでコレクター側の電位を下げてイオが小さくなるものが選択された．質量数と電荷数の比

ンをコレクター側から取り出す．EBIS の特長は非常に高（A/Q）が金の３２価以下のものが加速できるように設計さい電離度のイオン（例えばウランの完全電離）を生成できれた．RHIC での縦方向エミッタンスの要求から加速後の

る点である
［８，
９］
．また外部イオン源を使用することでど運動量広がりは 0.05％ 以 下 であることが要求された［１０］．

の核種のイオンでも生成可能で素早く切り替えが可能なこ

どちらの加速器も 10 mA を加速できるように設計された．
RFQ は４重極を構成するように配置された電極の板あとも長所である．
BNL ではそれまでスパッタリングイオン源とタンデム

るいはロッドの間に高周波の電場を発生させてビームを横型加 速 器 が 重 イオ ン の 入 射 器 と し て 使 わ れ て い た が，方向に収束し，また電極先端の長手方向に波状の凹凸をつEBIS と線形加速器に置き換えられた．それは EBIS では電けることによって進行方向の電場を作りイオンを加速す

離ストリッパーが不要なことと，負イオンに限らないこる．RFQ 内で常に収束力が働くため空間電荷効果が強い低と，そして核種の 迅 速 な 切 り 替 え が 可 能 な た め であるエネルギーのイオンを加速するのに適していて，イオン源［１０］．後 段 の 加 速 器 に 十 分 な イ オ ン を 供 給 す る た めの 後 の 初 段 加 速 器 と し て 用 い ら れ る こ と が 多 い［１４］．

に，１０９個の金の３２価を数十 μs のパルス幅で生成すること

BNL の RFQ では核子あたり 17 keV のイオンが入射されてが要求された．生成できるイオン数はトラップ領域内の電核子あたり 300 keV まで加速される．全長は 3.1 m，高周波子の総電荷量で決まる．総電荷量の５０％程度のイオンの電は約 100 MHz，電極間電圧は 70 kV である［１５］．EBIS から引き出された数十 us のビームパルスは RFQ 内で約 3 nsのビームバンチにわけられた後に加速される．
IH-DTL は磁場の軸方向成分が存在する共振モードの高周波を用いた RF 加速器であり，共振器内に並べられた円
筒電極間に高周波電場を発生させてイオンを加速する．高い電場勾配が可能であることと，ある電極間の電場の位相とその隣の電極間の電場の位相が１８０度異なるモードであることが特徴で，核子あたり数 MeV 程度までのイオンの加速に用いられる．また，共振器内に収束磁石が配置されていてこれによって横方向の収束を与える．BNL の IHDTL では長さ約 2.1 m，横と高さが 820 mm と 600 mm の共振器内に２０個の円筒電極が配置されている．電極間電圧は
最大約 600 kV である．IH-DTL で核子あたり 2 MeV まで加

図５ （a）EBIS の概略図と（b）
EBIS 内の軸上電圧分布．

速されたビームバンチは後方の高周波バンチャーによって
２５７

Journal of Plasma and Fusion Research Vol.98, No.6 June 2022

エネルギー差を核子あたり 1.7 keV まで減少される［１５］．

よってダイポール磁石を小さくすることが可能になり，よ

2 MeV まで加速されたあとは Booster Synchrotron まで

り高エネルギーまで加速することが可能になった．BNL

約 30 m 輸送される．Booster Synchrotron 手前のダイポーでは強収束法が提案された後すぐ AGS の設計を開始して

ル磁石によって必要な電離度以外のイオンは取り除かれ

１９６０年に陽子ビームの加速を開始した．設計で考慮された

る．その間のビームラインでは４極磁石を適切な間隔で並ことの一つは遷移エネルギーの問題だった．イオンのエネ

べてビームの収束と発散を水平方向と鉛直方向でずらしつ

ルギーが遷移エネルギーより低い場合には運動量が大きい

つ繰り返してビームを真空パイプ内に保つ．タンデム加速

イオンほど周回時間が短くなるが，遷移エネルギーより高器では 860 m の長距離を，４極磁石を３つ組み合わせたト

い場合には周回時間が長くなる．この遷移エネルギー前後

リプレットを使って水平方向と鉛直方向の両方を収束させでイオンバンチの進行方向の閉じ込めの条件が変わるた

つつ輸送するが，チューニングが難しいことが問題になっ

め，AGS でイオンを遷移エネルギーより低いエネルギーかていた．それに比べてより短い距離で収束と発散を繰り返

ら高いエネルギーまで加速する間に粒子の損失がどれだけす EBIS―線形加速器のビーム輸送系の方が安定にかつ容生じるかが問題になった．この問題は強収束の原理によっ

易にビームの輸送と核種の変更ができる．

てイオンを高エネルギーまで加速することが可能になって初めて発生した．BNL ではまず電子ビームをつかった小型

３．
４ Booster Synchrotronのシンクロトロンを使って遷移エネルギーを超える際に大Booster Synchrotron（BS）は AGS への入射器として１９９１

きな損失が発生しないことを確認してから AGS の建設に年に建設された．AGS への陽子ビームの入射エネルギーを取り掛かった［１９］．AGS を使った実験によって J/ψ 粒子

200 MeV から 1.5 GeV に上げることによって AGS 内の陽子など数々の重要な発見がなされ，３つのノーベル賞をもたビームの強度を増加させることと，金までの重イオンをらした．Booster Synchrotron が入射器として建設されてか

加 速 可 能 に す る こ と が 目 的 だ っ た．AGS の 真 空 度らは金までの重イオンも加速されるようになった．クォー（10−8 Torr）では入射された部分電離の重イオンが残留ガ

ク・グルーオン・プラズマと呼ばれる高温，高エネルギー

スによるイオン化で損失してしまうため入射前に完全電離密度状態の物質の探索のために金イオンを固体標的に照射に近い状態にする必要があった［１６］．BS には部分電離のする実験が行われた．今日では後段の RHIC への入射器と−10

重イオンを加 速できるだけの高 真 空 度（10

−10

−11

Torr）

して使われている．主に金イオンが加速される．

が求められ，取り出しエネルギーはストリッパーでほぼ完

AGS は周長約 807 m の円形をしていて最大 1.3 T のダイ

全電離になるように設定された．BS から AGS へはバンチ

ポール磁石が２４０個使われている．金イオンは入射前のス構造を保ったまま送られる．一方，２００３年には NSRL へのトリッパーによって３２価から７７価になる．入射時のエネル

ビームの供給のために BS の改造とビームラインの建設がギーは核子あたり約108 MeVであり約9 GeVまで加速され行われた．NSRL へはパルス幅の長いビームが要求される取り出される．AGS では複数のビームバンチを一つにまとため，あえて BS 内で共鳴を起こしてビーム軸から大きくめる操作がされる．かつては Booster からの８つのビーム

外れたイオンから徐々に取り出す方式がとられた［１７］．

バンチを受け取って２つにまとめていたが，２０１６年にはBS の周長は約 202 m，最大 1.27 T のダイポール磁石が１２個のバンチを２つにまとめることにより取り出しビーム

３６個 使 わ れ て い る．入 射 イ オ ン は 約 10 μs で 周 回 す る．

の強度が増加された［２０］．

EBIS からの金ビームパルスは約 40 μs で，入射の位置と角

３．
６ Relativistic Heavy Ion Collider

度を水平 方 向 に 変え な が ら４周 し て BS に 入 射 される．
AGS へ取り出される場合，金イオンは核子あたり約 2 MeV

Relativistic Heavy Ion Collider（RHIC）は相対論的エネ

から約 108 MeV まで加速される．この入射から取り出しま

ルギーの重イオンを衝突させることにより，ビッグバン直でのサイクルを 5 Hz で行う．NSRL への場合は取り出しエ後に成立していたとされるクォーク・グルーオン・プラズ

ネルギーはユーザーの要求により，繰り返しは 0.16 Hz かマ（Quark-Gluon Plasma，QGP）を生成しその性質を調査

ら 0.25 Hz 程度である．

することを目的とした大型加速器である［２１‐２４］．高衝突エネルギーを達成するために２つの高速イオンビームを正

３．
５ Alternating Gradient Synchrotron

面から衝突させる手法を採用している．そのために RHIC

Alternating Gradient Synchrotron（AGS）は強収束の原は２つの独立したリング型の加速器からなり６つの衝突点理を用いた最初期のシンクロトロンであり陽子ビームをでビームが交差するように設計されている．主な検出器は30 GeV まで加速する目的で建設された［１８］．強収束の原

PHENIX［２５］と STAR［２６］の二つであり，衝突によって生理が発明されるまでは弱い収束をビームに常に与える弱収成される粒子を測定して QGP の性質やクォークとグルー束と呼ばれる方式が使われていた．弱収束では加速器の周オンからなる物質の相図などを調べている［２７］．PHENIX

長が大きくなるにつれてダイポール磁石も大きくなるため

は sPHENIX への改修のために現在休止中である．

現実的には 10 GeV 程度がエネルギーの限界と考えられてQGP 実験では主に金イオンが用いられる．AGS と RHIC

いた．これに対して強収束では収束と発散を交互に与えるの間のストリッパーによって金イオンは完全電離状態にさことにより全 体 とし て 強 い 収 束 力 を 与 え る．強 収束はれた後に，核子あたり約 9 GeV で RHICに入射され 100 GeV/

Alternating Gradient Focusing とも呼ばれる．この方法に核子まで加速される．２つのリングそれぞれに１１１個のイ
２５８

Special Topic Article

3. Ion Beam Acceleration and Transportation from Nano-Second Laser-Plasma Driven Heavy Ion Source S. Ikeda and M. Okamura

３．
８ おわりにオンバンチが入射される．１つのリングの周長は約 3.8 km

レーザーイオン源の大きな特長の一つはほとんどすべてでダイポール磁石は全部で３９６個使われており 100 GeV/核の固体から多様な核種のイオンを生成できることであり，子のとき約 3.5 T の磁場を発生する［２８］．
衝突頻度は衝突断面積とビームのルミノシティの積で決

また常温で気体の物質も冷却して固体にすることでイオン

まる が，２０００年 の 稼 働 開 始 以 来 改 良 を 続け て ル ミ ノ シ化が可能である［３６］．レーザーイオン源と EBIS を組み合26

テ ィ は 設 計 値（2×10 cm−2−1

s ［２９］）よ り も 大 き い 値

わせた BNL の重イオン入射器は多種多様なイオンを供給（88×1026 cm−2 s−1［２０］）になっている．運転初期の頃にするのに適した装置であり，この入射器がなければ今のよ

遷移エネルギー付近で種々の不安定性などによってエミッ

うに NSRL と RHIC に同時に別種のイオンを供給しつつ数タンスが急激に増大する問題があり，これが原因でビーム分おきに１日に１
３０回以上，何種類もの核種を切り替える

強度が設計値の半分に制限されてしまっていた［３０］．このということは難しい．複数のイオン源を用意すれば不可能

問題は八極磁石を利用してランダウ減衰を引き起こすことではないが，レーザーイオン源を用いた方が簡便である．

で不安定性を抑制することで解決された．また，金の完全

そのような用途のレーザーイオン源の引き出し系は軽イオ

電離イオンは価数が大きいためクーロン力によるビーム内

ンから重イオンまで対応できる必要があるが，シミュレー

散乱の効果が大きく，４から５時間の運転の間にエミッタ

ションと実験，それに実機の運転実績によってそのようなンスが倍増しイオンが損失する．ビームキッカーと検出器設計が可能なことが示された．一方でレーザーイオン源のを用いた確率冷却システムが導入されエミッタンスが減少

もう一つの特徴は大電流・低エミッタンスイオンビームのしルミノシティが改善された［３１］．さらに，ビームの運転供給能力である．固体ターゲット上で高密度なプラズマが中に起こる真空圧力の上昇と電子雲の生成もビーム強度を生成されるため十分な量のイオンが生成可能であり，また制限していたが non-evaporative getter（NEG）ポンプを真

時間的空間的に非常に小さい領域で生成されて，ほぼ１点

空パイプの内側に設置することによって解決された［３２］．

からイオンが放射されるため非常に収束性のいい低エミッ

RHIC は金以外にも水素からウランまでのイオンを加速

タンスなイオンビームになり得る．しかしビームの引き出3

することができ，今までに，H，D， He，O，Cu，Zr，Ru，し系や収束系の性質次第でエミッタンスは増加してしま

U が加速されている［２８］．

う．電流変化による放出面の時間変化はエミッタンス増加の要因のひとつであり，典型的なビーム光学系の設計手法

３．
７ NASA Space Radiation Laboratoryでは対処できない．本章で紹介した手法のほかにも引き出NASA Space Radiation Laboratory（NSRL）は宇宙空間

し電極のアパーチャーに金属メッシュを取り付けて放出面

での人体に対する高エネルギー重イオンの生物学的な効果を固定する方法や，引き出し電圧を時間変化させる，あるを研究するための施設として建設された．地球低軌道内でいは下流のビーム輸送系の収束レンズ強度を時間変化させの活動や将来的に火星探査などの深宇宙でのミッションがる方法などが考えられる．しかしどの方法でもパルス内で活発になるにつれて宇宙放射線の影響が重要になる．特にビームパラメーターが変化してしまうため，入射電流波形

銀河宇宙線内に含まれる高電離の重イオンの影響が重要視を制御する方法が最もよく問題を解決できる．したがってされている．銀河宇宙線のエネルギーは核子あたり数百

この手法の開発・高度化はレーザーイオン源のポテンシャ

MeV から数 GeV まで分布している．その短期的または長ルを引き出して大電流・低エミッタンスイオン源を実現す

期的な影響を調べるために，Booster Synchrotron からの重るために重要な研究テーマである．

イオンビームが用いられている［３３，３４］．また電子機器への影響や遮蔽体の最適化のためにも利用されている．一方

参考文献

で NSRL はイオンビーム治療に関連した研究でも使われる［１］C.D. Child, Phys. Rev. (Ser. 1) 32, 492 (1911).
［２］I. Langmuir and K.T. Compton, Rev. Mod. Phys. 3, 251(1931).
［３］I.G. Brown (Ed.), The physics and technology of ion sources(John Wiley & Sons, 2004).
［４］J.R. Coupland et al., Rev. Sci. Instrum. 44, 9, 1258 (1973).
［５］R. Becker, "New features in the simulation of ion extraction with IGUN", in Proceedings of EPAC98, Stockholm,
Sweden, 1998, p. 1165.
［６］M. Sekine, Nucl. Instrum. Methods A 795, 151 (2015).
［７］S. Ikeda et al., "Stabilized Operation Mode of Laser Ion
Source Using Pulsed Magnetic Field", in Proc. North
American Particle Accelerator Conference (NAPAC'16),
Chicago, IL, USA, October 9- 14, 2016, p823-825.
［８］G. Zschornacka et al.,"Electron beam ion sources" arXiv
preprint arXiv:1410.8014. (2014).
［９］E. D. Donets, Rev. Sci. Instrum. 69, 614 (1998).
［１０］J. Alessi et al., "ELECTRON BEAM ION SOURCE

ようになってきている［３５］．陽子ビームは陽子線形加速器
かタンデム 加 速 器 か ら 供 給 さ れ Booster Synchrotron で
50 MeV から 2.5 GeV の範囲で加速され NSRL へ送られる．
それ以外のイオンは EBIS から供給され例えば鉄イオンの場合は核子あたり最大 1.5 GeV まで加速される．特に常温で固体のイオン種はレーザーイオン源から供給されるためすぐに切り替えることができる．低いエネルギーが必要な場合は NSRL においてエネルギー吸収体で減速される．
Booster SynchrotronからNSRLの標的室までのビーム輸送
ラインでは途中のストリッパーでイオンを完全電離させ，
ダイ ポ ー ル 磁 石や４極，８極 磁 石 を 組 み 合 わ せ て 最 大
60 cm×60 cm の一様なビームプロファイルに成形する．
NSRL での照射前にはブラッグカーブを測定することによってイオン種とエネルギーが確認される．

２５９

Journal of Plasma and Fusion Research Vol.98, No.6 June 2022

PREINJECTOR PROJECT (EBIS) CONCEPTUAL DESIGN REPORT" No. BNL-73700-2005-IR (2005).
［１１］E. Beebe et al., AIP Conf. Proc. 572, 43 (2001).
［１２］E. Beebe et al., AIP Conf. Proc. 1640, 5 (2015).
［１３］R. Becker and O. Kester, Rev. Sci. Instrum. 81, 02A513(2010).
［１４］T.P. Wangler, RF Linear accelerators (John Wiley & Sons,
2008).
［１５］A. Schempp et al., "RFQ and IH accelerators for the new
EBIS injector at BNL", In 2007 IEEE Particle Accelerator
Conference (PAC), pp. 1439-1441 (2007).
［１６］C. Chasman and P. Thieberger, (1985). NIM B, 10, 347-351(1985).
［１７］K. Brown et al., "Design of a resonant extraction system
for the AGS booster," in Proceedings of the 1999 Particle
Accelerator Conference (Cat. No.99CH36366), vol.2, pp.
1270-1272 (1999).
［１８］AGS design report 1966,
https : / / www. bnl. gov / cad / accelerator / docs / pdf /AGSDes ignReport.pdf［１９］E.D. Courant, Annu. Rev. Nucl. Part. Sci. 53, 1 (2003).
［２０］X. Gu et al.,"RHIC Au-Au OPERATION AT 100 GeV IN
RUN16", Proceedings of NAPAC2016, Chicago, IL, USA,
MOB3CO03.
［２１］https://www.bnl.gov/rhic/［２２］M.J. Tannenbaum, "Highlights from BNL-RHIC" arXiv
preprint arXiv:1201.5900 (2012).
［２
３］初田哲男：プラズマ・核融合学会誌 78, 1285 (2002).
［２４］秋葉康之：クォーク・グルーオン・プラズマの物理実
験室で再現する宇宙の始まり（共立出版，２
０
１
４）
．
［２
５］https://www.phenix.bnl.gov［２６］https://www.star.bnl.gov［２７］M.M. Aggarwal et al.,"An experimental exploration of the
QCD phase diagram: the search for the critical point andthe onset of de-confinement." arXiv preprint arXiv:
1007.2613 (2010).
［２８］S. Myers and H. Schopper, Particle Physics Reference Library Volume3: Accelerators and Colliders (Springer Nature, 2020).
［２９］RHIC Configuration Manual: https://www.bnl.gov/cad/accelerator/docs/pdf/rhicco nfmanual.pdf［３０］C. Montag et al., Phys. Rev. ST Accel. Beams 5, 084401(2002).
［３１］M. Blaskiewicz et al., Phys. Rev. Lett. 105, 094801 (2010).
［３２］W. Fischer et al., Phys. Rev. ST Accel. Beams 11, 041002(2008).
［３３］C.L. Tessa et al., Life Sci. Space Res. 11, 18 (2016).
［３４］J. Miller and C. Zeitlin, Life Sci. Space Res. 9, 12 (2016).
［３５］L. Burigo et al., J. Instrum. 15, 10, T10004 (2020).
［３６］J. Tamura et al., Rev. Sci. Instrum. 79, 02B101 (2008).

２６０

J. Plasma Fusion Res. Vol.98, No.6 (2022)２
６１‐２６６

小特集 ナノ秒およびフェムト秒レーザー生成プラズマで駆動する重イオン源とイオンビーム輸送

４．フェムト秒レーザー生成プラズマ駆動重イオン源
4. Femto-Second Laser-Plasma Driven Heavy Ion Source
近藤康太郎
KONDO Kotaro
量子科学技術研究開発機構（原稿受付：２
０
２
２年３月３
１日）

高強度フェムト秒レーザーを固体薄膜に照射すると，その薄膜面近傍に高速電子が作るシース電場が形成され，イオンを高エネルギーに加速することができる．しかし，固体薄膜を用いるために，被加速イオン種が限定され，さらにシース電場によって加速されるイオンは，特段の工夫をしない限り，主に表面吸着物の水素が先立って加速され，重イオンの加速効率が低い課題もあった．そこで，我々はチタン薄膜が数ナノメートル程度と非常に薄く安定な酸化被膜を有することに着目した．小型の加熱用 CW レーザーを用いて，表面吸着物を脱離させながら酸化膜を露出させたチタン薄膜にフェムト秒高強度レーザーを照射すると，高効率に酸素イオンが準単色に加速されることを確認した．本章では，これらの実験結果とともに高強度フェムト秒レーザー J-KAREN-P
についても紹介し，高強度なフェムト秒レーザー生成プラズマが作る重イオン源の特徴について述べる．
Keywords:
high intensity laser, target normal sheath acceleration, laser-plasma ion source

４．
１ TNSA 加速と現状の課題

るチタンサファイアレーザーの典型的な波長 800 nm 程度

チ ャ ー プ パ ル ス 増 幅（Chirped-Pulse Amplification，であれば，集光強度が〜1018 W/cm2 を超えると "!""となCPA）法［１］により，超短パルスレーザーはペ タ ワット

る．TNSA は標準的には "!""となるレーザー集光強度を15（10 W）またはそれを凌駕するハイパワーにまで達し，集想定していて，本章での高強度もそれを意味している．そ

光強度は 1021 W/cm2 を超えるようになってきた［２］．高強の TNSA は，固体標的表面で高強度レーザーによって相対度レーザーと物質との相互作用により，高強度電磁場形成

論領域にまで高効率で加速された高速電子が標的を通り抜［３］，粒子加速［４，５］，高輝度 X 線発生［６］，高エネルギー

け，その高速電子の特性から決まるデバイ長程度の標的表

密度状態の形成［７］が実現され，高強度レーザーを用いて面近傍に非常に高い分極電場（シース電場とも呼ばれる）

広範囲な研究が展開されている．その中で固体薄膜を用いを形成させ，その電場によって固体標的のイオンが加速さた高強度レーザーによる重イオン加速の研究は非常に高いれるメカニズムである．一般に，TNSA による加速イオン

加速勾配を局所的に形成できるために，高強度電磁場によ最大エネルギーはレーザーの集光強度に対して正の相関をるプラズマ中の電離過程という物理的興味［８］のみならず，もち，そのイオンのエネルギースペクトルはその最大エネ

小型加速器への応用も期待されている．

ルギーまで指数関数的に連続分布することが知られている

高強度レーザーを用いたイオン加速研究の中でも固体薄［４，９］．また，TNSA によって加速されたイオンにおいて膜 標 的 を 用 い る Target Normal Sheath Acceleration

ビームの質を表すエミッタンスの横方向成分が小さく（TNSA）［４，９］はよく知られたイオン加速手法である．ま［１０］，その横方向のビームの空間パターンも均一［１１］であず，本章で記載する高強度レーザーの強度について確認しる．様々ある高強度レーザーイオン加速手法の中でもたい．時間変動するレーザー電場によって荷電粒子は振動

TNSA はそのイオンビーム利用に向けた優れた特徴を持っ運動をするが，それを最も軽い荷電粒子である電子とするている．

と，その運動量は規格化された運動量である規格化ベクト

一方で，TNSA における薄膜標的周囲に形成されたシー

ルポテンシャル "で表現できる．その大きさ "!は e を電気

ス電場はその標的表面近傍に非常に高い強度を有するが，素量，レーザー電場を !，レーザー角周波数を $!，電子静

その表面の主要な物質は標的バルク元素ではなく表面吸着

止質量を #$，光速を #とすると，"!!$!!
#$#$!#と表す"物等であり，特に最も低い質量電荷比を有する水素がそのことができる．"!""ではローレンツ因子 #が十分に１を電場により効率よく加速される．そのため標的バルクイオ

超え，レーザー周波数の時間スケールで電子の運動は相対

ンは先立って加速される水素イオン等による遮蔽の影響を論的になる．レーザー波長に依存するが，本章で取り上げ

受 け，効 率 よ く 加 速 す る こ と が で き な か っ た．ま た，

Kansai Photon Science Institute, National Institutes for Quantum Science and Technology, Kizugawa, KYOTO 619-0215, Japancorresponding auhtor’s e-mail: kondo.kotaro@qst.go.jp

２６１!2022 The Japan Society of Plasma
Science and Nuclear Fusion Research

Journal of Plasma and Fusion Research Vol.98, No.6 June 2022

TNSA では固体標的を用いるため被加速イオン種が限定されており，標準状態で気体である酸素や窒素の利用を見据えた TNSA によるイオン加速については検討されていな
い．TNSA ではないレーザーイオン加速手法でガス標的を用いた研究も進められている［１２，
１３］が，TNSA ほど加速メカニズム含めて十分な理解が進んでいるとはいえない．そのため TNSA 以外のイオン加速手法におけるイオンビーム
利用へのフェーズ移行には現状ではギャップが大きい．
そのような状況の中，酸素や窒素といったイオンビーム
は，従来の重粒子線治療で利用される炭素線の線エネル
ギー付与が異なるため，１章で述べたマルチイオン照射の観点では重要と考えられる．ビームの質が比較的優れた
レーザーイオン加速である TNSA で安定な酸素等のイオ
ンビームを加速させることの意義は大きい．

４．
２ 加熱表面処理された固体薄膜による TNSA
加速酸素イオンビーム生成の可能性
図１

これまで TNSA では，表面吸着物を除去し，重イオンを高効率に加速させるために，標的の抵抗加熱法［１４］，イオンスパッタ法［１５］，パルスレーザー脱離法［１６］，レーザー

超短パルスフェムト秒レーザー J-KAREN-P の各増幅モード（PA，BA1，BA2）における典型的な波長スペクトル［１
９］．

アブレーション法［１７］，そしてレーザー加熱法［１８］等の表

Referenced Spectral Interferometry，SRSI）に よ っ て，

面洗浄法が試されている．

40 fs（Full Width at Half Maximum，FWHM）が得られている．

こういった加熱手法もある中で我々は遠隔的に局所加熱，さらには高繰 り返 し 対 応 が 容 易 に 可 能 な 連 続発振

標的に対してフェムト秒高強度メインパルスレーザーを（Continuous Wave，CW）レ ー ザ ー 加 熱 手 法 を 採 用 し相互作用させるためには，高強度レーザーの時間コントラた．さらに安定で薄い酸化膜を有するチタン薄膜に注目

ストが高いことが望まれる．時間コントラストは，メイン

し，加熱により吸着物等を除去し安定な酸化膜を露出させパルスと時間的に先行する背景光との強度比を示し，低いることで，固体薄膜を用いた TNSA 加速でも高効率に酸素時間コントラストの状態すなわちその背景光が大きいと，イオンを供給できる可能性があると考えた．そこで，我々

メインパルス到達前に標的が背景光によって破壊されてしは CW レーザー加熱を用いた高繰り返し長時間供給可能な

ま う 可 能 性 が あ る．J-KAREN-P の よ う に 集 光 強 度 がテープ型チタン薄膜を用いた高強度フェムト秒レーザー駆

1021 W/cm2 を超えるような高強度レーザーにおいて，標的

動イオン加速実験を行った．

のプラズマ化閾値の強度を考慮するとそのピーク強度に対して１０桁以上抑えた背景光が望まれる．背景光の割合が小４．
３ フェムト秒高強度レーザー J-KAREN-P

さい，高い時間コントラストを実現することが高強度レー

量子科学技術研究開発機構・関西光科学研究所で開発しザーと標的相互作用実験において大変重要である．

たフェムト秒高強度レーザー J-KAREN-P［１９，２０］はピーク

前述の通り，ダブル CPA 方式である J-KAREN-P の前段

パワーがペタワット級のフェムト秒レーザーであり，繰りCPA ステージの最上流に設置された発振器は，モード同期

2２１］を超え返し周波数は 0.1 Hz で集光強度は 1021 W/cm［

法によりフェムト秒レーザーが出力され，CPA 増幅される．J-KAREN-P は CPA 増幅法を適用したチタンサファイ

る．時間コントラスト改善のために，その CPA 増幅されたアレーザーであり，後述の通り高い時間コントラストを実レーザーは，一旦時間的にフェムト秒領域に圧縮されピー現するために CPA ステージを二段有するダブル CPA 方式

ク強度を高めて，後段のCPAステージ手前に設置された過で構成されている．

飽和吸収体へ入射される．過飽和吸収体は，先行する強度

フェムト秒領域の超短パルス幅を有する J-KAREN-P はの低い背景光に対しては吸収体として，そして強度の高い

その時間幅に応じた周波数帯域をもっている．ダブル CPA

メインパルスに対しては，その吸収効果が飽和し，透明媒方式の後段 CPA ステージにあるチタンサファイアレー

質として機能する．これにより時間コントラストが改善でザー主増幅器（Power Amplifier，PA）まで増幅されたとききる．また，J-KAREN-P の大きな特徴の一つとして，後段のスペクトルおよび２段あるチタンサファイアレーザー最の CPA ステージの前置増幅器にペタワット級チタンサ

終増幅器（Booster Amplifier，BA）の各段（BA1，BA2）まファイアレーザーシステムに初めて導入された光パラメト

で 増 幅 さ れ た と き の ス ペ ク ト ル［１９］を 図１に 示 す．

リックチャープパルス増幅（Optical Parametric Chirped-

J-KAREN-P は 810 nm 程度を中心波長として 50 nm 程度のPulse Amplification，OPCPA）がある．OPCPA は非線形光広帯域なスペクトルを持っている．そして J-KAREN-P の学結晶内での光から光への直接エネルギー変換であり，励レーザ ー パ ル ス 幅は 自 己 参 照 ス ペク ト ル 干 渉 法（Self-

起光のパルス幅がシード光と同程度の時間幅にすることに２６２

Special Topic Article

4. Femto‐Second Laser‐Plasma Driven Heavy Ion Source

K. Kondoより，シード光外の幅広い時間領域に存在する背景光を抑間スケールを考慮することで，レーザーの集光サイズは制することができ，高いコントラストを実現する．さらに

FWHMで1.5 μmと見積もられ，F値を考慮すると回折限界

最近，透過媒質の裏面反射から生じるパルスが起因となっ近く集光できていることが確認された．また４．
３で述べたて生じる背景光プリパルスを，透過媒質にウェッジをつように自己参照スペクトル干渉法で計測された

け，裏面反射を防ぐことでさらなる時間コントラスト改善

J-KAREN-P のレーザーパルス幅 40 fs（FWHM）および校を達成した［２０］．ここで，相互相関法に基づいたクロスコ

正されたエネルギースペクトロメーターから得られた標的

リレーターによって得られた J-KAREN-P の時間コントラへの照射エネルギー 10 J を考慮することで，この集光計測

ストを図２に示す．１２桁のコントラストはそのクロスコリ

での空間強度パターンから最大集光強度は 5×1021 W/cm2

レーターの検出限界であり，J-KAREN-P は非常に高いコ程度と見積もられた．ただし，後述の CW レーザー非加熱

ントラストが実現されている．

時は，J-KAREN-P はその焦点から異なった位置でチタン標的に照射され，その時の集光強度は１×1021 W/cm2 程度であった．また，テープ型チタン薄膜標的の膜厚は 5 μm

４．
４ 高 強 度レー ザ ー J-KAREN-P を 用 い た CW
レーザー加熱されたチタン薄膜標的照射実験

で，J-KAREN-P との照射角度はその反射戻り光を避ける
ため４５度傾けて照射し，P 偏光で照射している．

４．
３で述べたフェムト秒高強度レーザー J-KAREN-P を用
いた CW レーザー加熱したテープ型チタン薄膜標的への照すでに述べたように TNSA 加速は固体標的表面の垂直射実験体系とその結果［２２］について述べる．

方向にイオンが加速されるために，加速イオンの検出器と図３に TNSA によって加速されたイオン計測器を含めなるトムソンパラボラ分光器は図３の通り標的表面垂直方たチタンテープ標的への照射実験体系の概略図を示す．加向の下流に設置される．トムソンパラボラ分光器は磁場と熱用 CW レーザーは小型のダイオード励起固体レーザー（Diode Pumped Solid State，DPSS）で，テープ型チタン薄膜標的に 1 mm 程度で集光し，1 W 程度の出力で加熱させた．表面吸着物の再付着を防ぐために，CW 加熱レーザーを照射しながら J-KAREN-P を照射した．またテープ型チタン薄膜標的は 10−3 Pa 以下の圧力に保たれている真空チェンバー内に設置されている．
焦点距離 350 mm の軸外放物面鏡（F 値：f/1.4）で集光されたピーク集光強度を評価するために，標的照射実験より減光した状態で J-KAREN-P の標的照射位置での集光計測を行った．集光計測は対物レンズを標的後方に導入し，拡大光学系でカメラにイメージングして集光パターンを計測する．典型的な集光計測結果を図４に示す．校正された空

図３

図２

J-KAREN-P の典型的な時間コントラスト波形［２０］．実線
は〜1 J，黒丸は〜10 J のレーザーエネルギー時における時
間コントラストを示している．

図４

２６３

J-KAREN-P 照射実験体系の概略図（［２
２］
から改編）
．

軸外放物面鏡（f/1.4）
で集光した標的位置での J-KAREN-Pの典型的な空間集光パターン．

Journal of Plasma and Fusion Research Vol.98, No.6 June 2022

電場が互いに平行で，そして加速イオンの運動方向に対し時のトムソンパラボラ分光器で得られたイオン放物線の軌て垂直に印加されていて，エネルギーと質量電荷比を弁別跡を示す［２２］．図７で観測されたイオンの軌跡は図５とはすることができる．標的照射位置から 430 mm 離れた場所

様相が異なり，表面吸着物由来と考えられる代表的な p＋にあるトムソンパラボラ分光器入射口には 250 μm のピンのシグナルが確認されていない．さらに O6＋のシグナルがホールが取り付けられており，イオン弁別の分解能を決め顕著に強く，非加熱時に計測された各イオンの放物線のよる．分光器下流に設置された検出器はマイクロチャンネル

うに MCP のサイズから与えられる検出限界のイオンの最プレート（Micro Channel Plate，
MCP）を用いており，質量低エネルギーから放物線の軌跡が描かれているわけではな

電荷比で弁別された各イオンは検出器面に対して放物線をく，一部分のみ強く発光しており，そのエネルギースペク

描く．そして MCP で発光した放物線の軌跡を電子増倍電

トルが準単色分布を持っていることがわかる．これは冒頭

荷結合素子カメラ（Electron Multiplying Charge-Coupledでも述べた典型的な TNSA のイオンスペクトル分布とは

Device，EMCCD）で計測した．

異なる．また，シグナルは弱いが，非加熱時には観測され

４．
４．
１ CW レーザー加熱無しのイオン加速結果なかったチタンイオンと考えられるイオン軌跡も観測され

図５にチタン薄膜標的に対して CW レーザー加熱無しのた．チタンの同位体が天然存在比の最も高い４８Ti と仮定す

時のトムソンパラボラ分光器で得られたイオン放物線の軌

ると，Ti13＋，Ti14＋，Ti15＋に相当するイオンが得られてい跡を示す［２２］．図５に示されているように CW レーザーる．

加熱無しでは C4＋，O6＋，C5＋，C6＋/O8＋および p＋に対応しシグナルが強い O6＋および Ti13＋のイオンスペクトル結た放物線が観測された．チタン薄膜標的を照射したにも関わらず，水素イオン，炭素イオンをはじめとして多くの表面吸着物由来と考えられるイオンが検出された．
図５のイオン軌跡の中で，最も低い質量電荷比が低く，効率よく加速される水素イオン p＋および CW レーザー加熱時と比較するために，O6＋イオンの各エネルギースペク
トルを図６に示す．いずれのイオンのスペクトルも最大エ
ネルギーから検出限界最低エネルギーまで連続的に分布しており，典型的な TNSA の特徴を示している．p＋のイオン
エネルギースペクトルは MCP 検出器サイズで制約される検出限界の最低エネルギーから最大エネルギーの15.2±0.4 MeV/u まで分布している．一方で，観測された
O6＋イオンの最大エネルギーは 2.6±0.1 MeV/u となった．
４．
４．
２ CW レーザー加熱有りのイオン加速結果
図７にチタン薄膜標的に対して CW レーザー加熱有りの

図５

CW レーザー加熱無しのときのトムソンパラボラ分光器で得られたイオン軌跡［２２］．白線は検出器の MCP サイズを表しており，そのサイズが検出可能なイオンの最低エネルギーを決める．右下部の各放物線の原点はピンホール位置に該当する．

２６４

図６

CW レーザー非加熱時のトムソンパラボラ分光器から得られた p＋および O6＋のイオンスペクトル［２
２］
．

図７

CW レーザー加熱有りのときのトムソンパラボラ分光器で得 ら れ た イ オ ン 軌 跡［２２］．図５同 様 に 白 線 は 検 出 器 の
MCP サイズを表している．

Special Topic Article

4. Femto‐Second Laser‐Plasma Driven Heavy Ion Source

K. Kondo

果を図８に示す．O6＋のイオンエネルギースペクトルは検ン最大エネルギーから見積もられたポテンシャル 20 MV

出限界エネルギーより高い3.3±0.1 MeV/uから最大エネルと同程度であることがわかる．固体標的への加熱表面処理

ギー8.3±0.5 MeV/uの準単色的なスペクトルが得られていに依らず標的裏面のシース電場によるポテンシャルが大きる．ま た Ti13＋の イ オ ン ス ペ ク ト ル は 最 大 エ ネ ル ギ ー

く変化しないのであれば，加熱時の酸素イオン O6＋は非加2.5±0.1 MeV/u から検出限界の最低エネルギー程度まで連熱時の水素イオン同様，先立つイオンによって遮蔽される

続分布している．

ことなく，最も効率良く加速されていることが示される．
つまり，加熱表面処理により，表面吸着物が脱離するとと４．
５ 加熱表面処理された固体薄膜を用いた高効率酸素イオン加速もに安定で薄いチタン酸化膜が露出し，シース電場により

特に固体薄膜に表面洗浄処理などの工夫を施していない

ン O6＋のエネルギースペクトルがよく知られる TNSA のイ

場合，固体表面吸着物に含まれる質量電荷比の最も小さい

オンスペクトルと異なり準単色構造を有していたことも，

水素のイオンが TNSA によって形成される標 的 裏面のチタン酸化膜が非常に薄いためそれに応じてエネルギー領

シース電場によって効率よく加速されることは冒頭で述べ域が限定されていたと考えられる．

高効率に加速されたことが示唆される．加熱時の酸素イオた．図６に示した CW レーザー非加熱時の水素イオンのエ

４．
６ まとめと今後の展望

ネルギースペクトルの最大エネルギーから，そのシース電場が形成するポテンシャルを簡単に見積もる．

TNSA によるレーザーイオン加速は，現在研究されてい４．
４で述べたように，CWレーザー非加熱時の照射位置がる他の高強度レーザーイオン加速の中で最も確立したイオ

焦点位置と異なり，集光径が大きくなっていたことから集ン加速手法であり，そのイオンビームの質も比較的良好で

21

2

21

2

光強度が 1×10 W/cm と加熱時の 5×10 W/cm と比べあり，量子メスをはじめとしたイオンビーム利用への期待て低くなっていた．水素イオンの最大エネルギー!$はレーが大きい．CWレーザー加熱の表面処理を施すことにより，

ザー集光径スケーリング則［２３］により，レーザー集光強度

チタン薄膜標的の表面吸着物を脱離させながら，酸化膜を!!
"とスケーリングできる．４．
４．
１で述べ
"
#を用いて，!$!"#

露出させることで従来の固体標的を用いた TNSA では困たように非加熱時の水素イオンの最大エネルギーは難であった酸素イオンの高効率加速に成功した．

15 MeV 程 度 で あ っ た こ と か ら，加 熱 時 の 集 光 強 度

今後は，酸素イオン同様にマルチイオン照射の候補とな

5×1021 W/cm2 において，その最大エネルギーは 20 MeV

りうる窒素イオンを薄い窒化膜を有する固体標的で検証す程度と見積もることができる．つまりそのシース電場によることや実用をより見据えた 10 Hz 等の高繰り返し供給のるポテンシャルは水素イオンの質量電荷比（＝１）を考慮

実証が重要になってくると考えられる．

すると，20 MV 程度となる．異なる実験ではあるが，固体謝薄膜を用いた今回の実験条件に近い状況で水素イオンの最辞

本章を執筆するにあたって，量子科学技術研究開発機

大エネルギーはその見積り程度の 20 MeV 程度の結果が得

構・関西光科学研究所を中心とした多くの共同実験者のられている［２３］．
CW レーザー加熱時のトムソンパラボラ分光器で得られ6＋

方々のご助力をいただいた．また，本研究の一部は科研費

たイオンの中で最もシグナルの強かった O は最大エネル（１６K１７６８６）および JST 未来社会創造事業の支援を受けてギー 8.3±0.5 MeV/u が得られており，16O6＋の質量電荷比

実施された．

（＝16/6）を考慮すると，そのシース電場によるポテンシャ

参考文献

ルは〜22 MV となり，同じ集光強度の非加熱時の水素イオ

図８［１］D. Strickland and G. Mourou, Opt. Commun. 56, 219 (1985).
［２］C.N. Danson et al., High-Power Laser Sci. Eng. 7, e54(2019).
［３］A. Di Piazza et al., Rev. Mod. Phys. 84, 1177 (2012).
［４］A. Macchi et al ., Rev. Mod. Phys. 85, 751 (2013).
［５］E. Esarey et al ., Rev. Mod. Phys. 81, 1229 (2009).
［６］A.S. Pirozhkov et al., Sci. Rep. 7, 17968 (2017).
［７］T. Ditmire et al., Radiat. Phys. Chem. 70, 535 (2004).
［８］J. Maurer and U. Keller, J. Phys. B: At. Mol. Opt. Phys. 54,
094001 (2021).
［９］M. Roth and M. Schollmeier, Proc. 2014 CAS-CERN Accelerator School: Plasma Wake Acceleration 1, 231 (2016).
［１０］T.E. Cowan et al., Phys. Rev. Lett. 92, 204801 (2004).
［１１］J. Fuchs et al., Phys. Rev. Lett. 91, 255002 (2003).
［１２］L. Willingale et al., Phys. Rev. Lett. 96, 245002 (2006).
［１３］Y. Fukuda et al., Phys. Rev. Lett. 103, 165002 (2009).
［１４］M. Hegelich et al., Phys. Rev. Lett. 89, 085002 (2002).
［１５］M. Allen et al., Phys. Rev. Lett. 93, 265004 (2004).

CW レーザー加熱時のトムソンパラボラ分光器から得られ
た O6＋および Ti13＋のイオンスペクトル［２
２］
．

２６５

Journal of Plasma and Fusion Research Vol.98, No.6 June 2022

［１６］G. Hoffmeister et al., Phys. Rev. Accel. Beams 16, 041304(2013).
［１７］P. Sommer et al., Plasma Phys. Control. Fusion 60, 054002(2018).
［１８］D. Jung et al., Phys. Plasmas 20, 083103 (2013).
［１９］H. Kiriyama et al., Opt. Lett. 43, 2595 (2018).

［２０］H. Kiriyama et al., Opt. Lett. 45, 1100 (2020).
［２１］A.S. Pirozhkov et al., Opt. Express 25, 20486 (2017).
［２２］K. Kondo et al., Crystals 10, 837 (2020).
［２３］N.P. Dover et al., Phys. Rev. Lett. 124, 084802 (2020).

２６６

J. Plasma Fusion Res. Vol.98, No.6 (2022)２
６７‐２７１

小特集 ナノ秒およびフェムト秒レーザー生成プラズマで駆動する重イオン源とイオンビーム輸送

５．フェムト秒レーザー生成プラズマ駆動イオン源からのイオンビーム輸送
5. Ion Beam Transportation from Femto-Second Laser-Plasma Driven Ion Source榊

泰 直１，２），宮 武 立 彦１，２，３）

SAKAKI Hironao１，２）and MIYATAKE Tatsuhiko１，２，３）
１）

量子科学技術研究開発機構 関西光科学研究所，２）九州大学大学院 総合理工学府，３）学振特別研究員（DC1）（原稿受付：２０
２
２年３月４日）量子科学技術研究開発機構・関西光科学研究所は，これまで培ってきたフェムト秒領域の高強度レーザー加速の技術を応用し，現在推進中の量子メスプロジェクトの入射器部分の開発を行っている．入射器は，高エネル
ギーイオン発生部とイオンビーム輸送系の２点の開発が求められる．本章では，レーザー駆動イオン加速において，ビーム軌道方程式で必要となるパラメータであるパービアンスとビームエミッタンスの重要性を示している．
Keywords:
laser-driven ion acceleration, beam transport, emittance, perveance５．
１ はじめには，放電を避けるため数MV/m以下の加速電場勾配しか得

これまでに，高エネルギーの重いイオンが持つ高ブラッ

られない．イオン源で引き出された炭素イオンを入射器とグピークと体内通過中の散乱の少なさに起因する腫瘍へのして必要な 5 MeV／核子まで加速するには，空胴共振器の高い線量集中特性を利用した重粒子線治療の臨床研究が，長さを数 m 以下にすることが困難であるが，現在の高周波

量子科学技術研究開発機構（以下，量研）放射線医学総加速を用いる入射器の小型化は，このキルパトリック則よ合研究所にて進められ，がん細胞の殺傷効果および治療後り原理的な限界がある．

の生活の質の高さが示されてきた［１］．そして，これまで

そのような状況の中，フェムト秒領域の高強度レーザーに蓄積された臨床データをもとに，２００３年以降は先進医の進歩とともに，西暦２０００年頃からレーザー光によってつ療，２０１６年からは一部部位への公的保険が適用され，一般

くられる〜TV/m にも到達するような加速電場勾配にてイへの普及の医療基盤ができているが，重粒子線治療に用いオンを加速する手法が発見され［３，４］，粒子加速器を小型る粒子加速器装置は，装置のフットプリントが巨大である化するブレークスルー技術として世界各国で基礎研究が進点が問題となっている．そのため，人口の多い都市部にあんだ．レーザー駆動イオン加速とは，レーザーシステムがる既存の医療施設内に設置が困難であり，都市部において

発 生 す る レ ー ザ ー 光 を，空 間 的・時 間 的 に 絞 り こ み

重粒子線治療のさらなる普及をめざすには装置の小型化が1020 W/cm2 レベルに到達させターゲット薄膜に照射する不可欠である．

ことで，レーザー光の電磁場をイオン加速電場に変換し現状，重粒子線治療に利用されている粒子加速器は粒子て，炭素イオンを μm のオーダーで MeV 領域まで加速するの加速には，正負の電場極性が高い繰り返しで周期的に変手法である．量研では，このレーザー駆動イオン加速技術

化する加速電場生成器（空胴共振器）が利用される．粒子と超伝導シンクロトロンを組み合わせることで，都市部に加速器の最上流にあるイオン源にて生成された低速炭素イ

位置する中核病院で重粒子線がん治療を実施できるようなオンを，空胴共振器にて高エネルギーに加速していくに革新的な小型重粒子線治療装置を「量子メス」プロジェク

は，イオン源に近くなるほど駆動周波数が低い空胴共振器

ト［５，６］と名付けて装置開発を始めた．

を利用し，効率的な加速電場位相に乗るように段階的にイ

量研・関西光科学研究所（以下，関西研）では，これまオンを加速していかなければならない．一方，共振空洞にで培ってきたフェムト秒領域の高強度レーザー技術を応用

はキルパトリックの経験則［２］により，駆動周波数で決定

し，レーザー駆動イオン加速の研究を国内外において先駆される放電限界が存在し，空胴共振器の駆動周波数が低く的に進めており，量子メスにおいては超伝導シンクロトロ

なるにつれ放電限界が下がることが知られている．そのたンへの炭素入射部開発を担う．本章では，まず，既存の粒め，イオン源近辺に設置される低い周波数の空胴共振器で子加速器で利用されている，多価重イオン生成用電子サイ

Kansai Photon Science Institute, National Institutes for Quantum Science and Technology, Kizugawa, KYOTO 619-0215, Japancorresponding auhtor’s e-mail: sakaki.hironao@qst.go.jp

２６７!2022 The Japan Society of Plasma
Science and Nuclear Fusion Research

Journal of Plasma and Fusion Research Vol.98, No.6 June 2022

ク ロ ト ロ ン 共 鳴 型（Electron Cyclotron Resonance: ECR

なお，"：電流量である．パービアンスの定義より，電流値

本稿ではプラズマ・イオン源と呼ぶ）などのプラズマ・イ

およびイオン価数が高く，引き出し電圧およびイオン質量

オン源によるプラズマから，ビーム軌道方程式までの成りが小さいほど空間電荷の影響が大きくなることがわかる．

立ちを示した上で，レーザー駆動イオン加速の特徴的なまた，ビーム品質を表す量として，（６）式にて示されるビームを用いた入射器を設計する場合の検討課題を考えてように引き出し部の半径 'と，イオンのプラズマの温度$.およびビームエネルギーで規格化された２次元規格化エ

いく．

（１００％エミッタンス）が定義される．輸送にミッタンス #.

５．
２ プラズマ物理とビーム軌道方程式

おけるビーム形状の時間発展を解析する上で，イオンビー

５．
２．
１ プラズマ・イオン源に関する電流モデル式

ムの空間電荷力をビーム輸送に取り入れたブラソフ方程式

プラズマ・イオン源は，プラズマ部と引き出し部から構の厳密定常解として唯一理解されている K-V ビーム分布成される．それぞれには，イオン源から電流を引き出す上［１２］をビーム解析に利用することが最適であるが，この分で必要な物理過程が理解されており，（１）式のイオン飽和

布は「ビーム密度の空間分布は均一である」という条件に電流則［７］および（２）式の チ ャ イ ル ド・ラ ン グ ミ ュア則なっているため，密度分布が２次元ガウス分布のように［８，９］が成り立つ．

なっている実ビームの評価に適用することは現実的ではな##い．そこで，実際に計測されるビームのエミッタンスを表"' &*. ,+$- #"-52!!""#.!
"#
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-.
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（１）

現する Root Mean Square（RMS）エミッタンス［１３］
（規格

（２）

現：（７）式）が一般的に利用されている．RMS エミッタン

6. と表化エミッタンスにアクセント記号チルダをつけ #

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スを１
００％エミッタンスにするには係数４を乗ずる必要が'：引き出し部口径，&：イオン価数，*：素電荷量，..：ある［１４］．

イオン密度，,+：ボルツマン定数，$-：プラズマ電子温"度，-.：イオン質量，#!：真空中誘電率，%：引き出し電圧，)：電極間距離，$：ローレンツ因子， +-：ビーム長さ当たりの総イオン価数と電子数の比で電荷中和係数になっ

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（６）

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（７）

ている．イオン源から連続的にイオンビームが引き出されるには，式と式が等しくなければならないため，式を等号

なお，"：イオン速度と光速との比，(：光速である．RMS

で結んで整理すると［１０］，エミッタンスは，実験結果から簡単に求める方法［１５，１６］が提案されており，その解析方法が一般的に用いられてい

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る．イオンビームは大電流になればなるほどビーム内のイオン間に生じる空間電荷による相互作用が作り出す非線形（３）

力が，ビームのエミッタンスを増大させる．そのため，総合的なビーム品質の定義は，エミッタンスと空間電荷右辺を定数項だけにまとめると，
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（ビーム電流量）によって以下で定義される輝度 !
［１７］が用いられる．

（４）

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となる．これから，例えば，「電子温度を上げるなら引き（８）出し電圧も上げる必要がある」，「イオン価数が大きくなれ

輝度はビーム品質の尺度であり値が大きいほど優れた粒子

ば，価数を中和させるか電圧を上げていかなければビーム加速器であると言える．

が引き出されない」というように，プラズマ・イオン源か引き出されたビームを下流にむけて，加速器真空ダクト

らビームを引き出すに当たって「イオン源に関する制御パなどへの衝突を防ぎながらビームロスさせることなく輸送

ラメータは独立に操作できない」という物理的な制約が理するには，ビーム形状の変化の式（ビーム軌道方程式）が解される．

必要である．ビームの空間電荷効果が考慮されたパービア

５．
２．
２ パービアンス，エミッタンス，ビーム輝度

ンス # と，ビームの層流性を表す RMS エミッタンスを用いて，磁場集束がある場合の進行方向に対するビーム軌道

引き出されたビームが輸送される際には，ビーム自身が方程式は，（９）式のように表現できる．

作り出す空間電荷を考慮する必要があり，（５）式で示される一般化パービアンス # がパラメータとして定義される

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［１１］．
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（９）

/：ビーム半径，,!：四極電磁石の長さと磁場勾配およ（５）びビームの運動量で決まる値である．これらは，ビームの初期分布に反映させた分布モデルが用いられる［１７］．
２６８Special Topic Article

5. Ion Beam Transportation from Femto-Second Laser-Plasma Driven Ion Source

H. Sakaki and T. Miyatake

このように，「プラズマ物理の表現に用いられるイオン（１）式・（６）密度 )&やイオン温度 %&」という物理量が，式を介して「ビーム物理で利用される，電流 #やエミッタ
ンス "」という物理量に橋渡しされる．それらより，（４）式から理解されるようなビームパラメータの物理的な制約
や（９）式が得られ，粒子加速器施設におけるビーム輸送系の設計が可能となっている．

５．
３ レーザー加速におけるビーム軌道方程式
５．
３．
１ レーザー駆動イオンのビーム品質
レーザー駆動イオン加速は，西暦２０００年頃から高強度レーザーの進歩とともに研究が進んだ研究分野である．本
図１

誌においてもホットトピックとして，レーザー駆動イオン

表１をグラフ化したもの．

加速をプラズマ物理の観点から議論する特集が過去に何度%)を用いて，か掲載されている［１８，１９］．本章は，レーザー駆動イオン加速ビームの応用に向けたビーム輸送を主眼にしている．そ

$!
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$)+*!!
"(" ##$ ''%)"''%)のため，基礎的な説明は本誌の過去の特集を参考にしていただくことにして，ここではまず，応用する際に重要な（１１）「ビーム品質」の尺度である（８）式の輝度にて，プラズマ・と表現できる［２２］．プラズマ物理モデルとして表現されてイオン源（大電流負イオン源）からのビームとレーザー駆いるこれらのイオン分布を，ビーム輸送モデルである（９）動イオン加速からのビームを比較することから始める．

式に橋渡し，ビームの時間発展を解析しなければならな

表１では数値にて，図１はそれをグラフ化して，様々な施い．ただし（９）式で表現されるイオンビームは，単一エネ設の大電流のプラズマ・イオン源［２０］とレーザー駆動イオ

ルギーで連続的に電流が流れていること（平均電流）を

ン加速ビームの輝度の比較を示す．一般的なプラズマ・イ

ベースにしたモデル式であり，レーザー駆動加速イオン

オン源の輝度は６〜２５程度の範囲であるが，レーザー駆動

ビームのように，初期分布でエネルギーがブロードで，か192

イオン（TRIDENT：18.7 J 600 fs 2×10 W/cm 陽子ビー

つ様々なイオン価数・イオン核種・電子が混在し，ピーク

ム 6.4 MeV−100 ps 幅 と 仮 定）［２１］で は８０，０００程 度 と４桁

電流値が大きいというような特徴をもつビームにおいて，

ほどビーム品質が良い．これは，ピーク電流が２桁多いにビーム輸送時の粒子分布の時間発展を解析的に理解するにも関わらず，低エミッタンスビームになっているためであは，（９）式中のパービアンスおよびエミッタンスをレーる．このように，レーザー駆動イオン加速ビームはビーム

ザー駆動イオン加速においてどのように表現させて使用す品質が高いために，レーザー駆動イオン加速に適合したるべきかを検討しなければならない．図２は，ビーム輸送

ビーム輸送系を設計できれば，いままでに存在しないようで必要となるモデル式をプラズマ・イオン源（a）とレー

な大電流かつ集束させたマイクロサイズ・イオンビームを

ザー駆動イオン加速（b）と比較したものが示されている

作り出し，新たな応用を生む可能性がある．

が，（b）において（９）式で必要なパラメータをそれぞれ

５．
３．
２ レーザー駆動イオン加速における加速イオン分布

レーザー駆動に応じた初期ビーム分布にモデル化する必要がある．

レーザー駆動加速による単位エネルギー幅当たりのイオ
2ン個数は，レーザー波長#（μm）とレーザー強度#（W/cm ）

５．
４ レーザー駆動イオン加速ビーム伝送実験

で決まるポンデロモーティブ力によって決まる電子温度，

上記のように軌道方程式を用いたビーム輸送の設計にお###%)%()! $
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#

（１０）

におけるパービアンスとエミッタンスの２つのパラメータ表１

Plasma Ion
SourceLaser

いては，レーザー駆動イオン加速ビームの初期ビーム分布

大電流イオンビームの輝度の比較．

Facility

Extraction
Vltage (kV)Peak Current
(mA)

SNS
J-PARC
BNL
FNAL
LANL
CERN
TRAIDENT

60
50
35
35
80
45
6400

60
40
100
80
18
45
11111

２６９

Normalized
RMS Emittance($mm-rad)
0.25
0.225
0.4
0.2
0.2
0.3
0.042

Brightness(mA/(mm-mrad)2)

Perveance(Peak current)

12.15910.0087.916
25.332
5.700
6.333
79,780

0.129
0.113
0.483
0.386
0.025
0.149
0.022

Journal of Plasma and Fusion Research Vol.98, No.6 June 2022

図２

図３

プラズマ・イオン源（a）とレーザー駆動イオン加速（b）のビーム軌道方程式の比較．

を把握しなければならない．そのため，レーザー駆動イオ

ビーム輸送実験の鳥観図（a，b），および PMQ だけの時に得られたエネルギースペクトル（c），PMQ+RF Cavity+Bending Magnet を用いた時に得られたエネルギースペクトル（d）．

ン加速ビームの応用を考えた研究開発を進めているグルー

らぎが制御されて安定的にビームが輸送されていることがプは，電場レンズや４重極磁石や偏向磁石などを設置する

わかる．

などしてビーム輸送実験［２３‐２５］を行い，輸送系の設計に

出発点付近で実測されたレーザー駆動陽子ビームは，エ

必要なエミッタンス［２６，２７］およびビーム輸送時の空間電ネルギーが 2.0 MeV 近辺にてピーク電流で 8 A（ビーム幅荷効果［２８］を評価する試みを行っている．ここでは，量研を 1 ps と仮定）というものであった．そこで PARMILA

関西研で得られた結果を示す．

にて 8 A でビーム輸送を行ったが電流量が多すぎて空間電５．
４．
１ 伝送実験による空間電荷効果の影響評価［２９］荷効果力にて発散し，実測とは異なる結果が得られた．

レーザー駆動イオン加速ビームの応用には，発生したイ

実際に計測された形状に適合させるように PARMILA

オンを４重極磁石や高周波空洞により集群させるなどの制での電流パラメータを変化させていくと，8 A より３桁ほ御を行い，イオンを最大限利用可能とするビーム輸送系がど低い 5 mA という値で一致した．この理由は，レーザー

伴わねばならない．よって，プラズマ・イオン源が用いら駆動イオンビームは電子が共動しているために，空間電荷れる既存粒子加速器のビーム輸送系のように，レーザー駆効果による発散が大きく抑えられ，上述した空間電荷効果

動イオン加速を用いたシステムにおいても，ベンチマークのパラメータであるパービアンスにおける「総イオン価数

試験済みの手法を確立し，設計どおりのビーム性能が出せと電子の個数比 !
!」のパラメータが大きく寄与し，ビームるようにしなければならない．そこで，レーザー駆動イオの電荷が中和されているためであると考える．ここまでの

ン加速ビームのビーム輸送系を構築し，その結果を一般的

議論は，陽子ビームによる結果から行われたものである

な粒子加速器設計で用いられる，空間電荷効果が考慮されが，量子メスでは，陽子よりイオン価数が高い炭素を用いた設計コード PARMILA［３０］にてシミュレーション解析

るため，この議論をさらに複雑にすることが考えられるたすることで，レーザー駆動イオン加速ビームへの適用時のめ，炭素ビームの輸送における空間電荷効果の影響を検証しなければならない．

課題などを検討した．

５．
４．
２ ビームエミッタンス評価の簡易実験

実験は，量研関西研の J-KAREN レーザーシステム［３１］にて生成される 1019 W/cm2 のレーザーを，12.5 μm 厚さの次に，輸送方程式におけるエミッタンス評価についてのポリイミドテープに照射することで発生する最大エネル

課題を把握するために，量研関西研のレーザーエネルギー

ギー 2.2 MeV の陽子ビームを用いて行われた．陽子ビーム

0.44 J（on target）パルス幅 80 fs，集光強度 4×1018 W/cm2

は，まず３つの永久４重極磁石（PMQ）― 55 T/m（50 mmのレーザーシステムを利用して簡易的な実験が行われた．

長）＋40 T/m（50 mm 長）＋60 T/m（20 mm 長）―を通過し，

照射ターゲットは，5 μm 厚さのポリイミドテープとし，［３２］へ 導 か れ る．そ し
80 MHz―115 kV の 位 相 回 転 空 洞

TNSA メカニズムで加速される陽子ビームを，偏向磁石て，偏向磁石によりエネルギー選別が行われ 2 MeV の陽子（180 mT）による 90 keV エネルギー選別を行った上でエビームが切り出され，最終的にシンチレータと光電子増倍ミッタンスモニタ（100 μm!で 3 mm 間隔のペッパーポッ

管で構成された飛行時間計測器（TOF monitor）にてエネ

ドとシンチレータ，１
６ビット EM-CCD カメラの組み合わ

ル ギー ス ペ ク ト ル が 得 ら れ る．図３に，実 験 の 鳥 瞰 図せ）で計測する．１ショット当たりの発光輝度が小さすぎ（a，b），および PMQ だけをもちいて b-1 の場所で得られたたために，今回は２００ショット積算している．

陽子エネルギースペクトル（図３‐c），PMQ＋位相回転＋計測システムの概要，および計測されたペッパーポッド

偏向磁石を用いて得られた b-2 の場所での陽子エネルギー

画像と，ペッパーポッド画像の Y 軸方向を位相空間図に変スペクトル（図３‐d）を示す．PMQ だけのエネルギースペ

換したものを示す（図４）．

クトルでは，ショット毎の揺らぎが大きいが，PMQ＋位相

ビームは偏向磁石を用いてターゲット点から 210 cm 下

回転＋偏向磁石のシステムを利用すれば，ショット毎の揺流のペッパーポッドに届いているが，位相空間図において
２７０

Special Topic Article

5. Ion Beam Transportation from Femto-Second Laser-Plasma Driven Ion Source

H. Sakaki and T. Miyatakeていることを述べた上で，レーザー駆動イオン加速での輸送系設計における課題を示した．今後は，実験的にエミッ
タンスおよびパービアンスに寄与するデータを体系的に取得し，量子メスにおけるレーザー駆動で炭素イオンビームを生成した際の輸送系設計のための一般化モデルを確立していきたい．

謝辞

本論文を執筆するにあたって，量研関西研の多くの共同実験者の方々のご助力をいただいている．また，本研究はJST 未来社会創造事業，JPMJMI17A1 の支援を受けて実施されている．

参考文献

図４［１］https://www.nirs.qst.go.jp/hospital/［２］W.D. Kilpatrick, Rev. Sci. Instrum. 28, 824 (1957).
［３］S.P. Hatchett et al., Phys. Plasmas 7, 2076 (2000).
［４］S.C. Wilks et al., Phys. Plasmas 8, 542 (2001).
［５］K Noda, J. Phys., Conf. Ser. 1154, 012019, (2019).
［６］白井敏之：日本原子力学会誌 60, 739 (2018).
［７］Sin-Li Chen et al., J. Appl. Phys. 36, 2363 (1965).
［８］C.D. Child, Phys. Rev. (Series I) 32, 492 (1911).
［９］I. Langmuir, Phys. Rev. 2, 450 (1913).
［１０］J. Ishikawa et al., J. of Appl. Phys. 53, 6018 (1982).
［１１］J.D. LAWSON, Part. Accel. 1, 41 (1970).
［１２］I.M. Kapchinskij and V.V. Vladimirskij, Proc. Int. Conf.
High Energy Accelerators, CERN, 274 (1959).
［１３］F.J. Sacherer, IEEE Trans. Nucl. Sci. NS-18, 1105 (1971).
［１４］P.M. Lapostolle, IEEE Trans. Nucl. Sci. NS-18, 1101 (1971).
［１５］M.J. RHEE et al., Part. Accel. 20, 133 (1986).
［１６］M. Zhang, FERMILAB-TM-1988 (1996).
［１７］M. Reiser, Theory and Design of Charged Particle Beams(Wiley-VCH, 2008).
［１８］大道博行：プラズマ・核融合学会誌 81, 4, 261 (2005).
［１９］西内満美子：プラズマ・核融合学会誌 88, 1, 5 (2012).
［２０］Dan Faircloth et al., New J. Phys. 20, 025007 (2018).
［２１］F. Nurnberg et. al., Rev. Sci. Instrum. 80, 033301 (2009).
［２２］J. Fuchs et al., Nat. Phys. 2, 1, 48 (2006).
［２３］M. Schollmeier et al., PRL 101, 055004 (2008).
［２４］M. Nishiuchi et al., Appl. Phys. Lett. 94, 061107 (2009).
［２５］H. Sakaki et al., Appl. Phys. Exp. 3, 12 126401 (2010).
［２６］Minjian Wu et al., Nucl. Instrum. Methods A 955, 163249(2020).
［２７］M.J. Wu et al., Phys. Rev. Accel. Beams 23, 031302 (2020).
［２８］Husam Al-Omari et al., Nucl. Instrum. Methods A 981,
164523 (2020).
［２９］M. Nishiuchi et al., Phys. Rev. ST Accel. Beams 13, 071304(2010).
［３０］https://laacg.lanl.gov/laacg/services/download̲PMI.
phtml［３１］H. Kiriyama et al., Opt. Lett. 35, 1497 (2010).
［３２］S. Nakamura et al., J. J. Appl. Phys. 46, L717 (2007).
［３３］J. Schreiber et al., Appl. Phys. B 79, 1041 (2004).

エミッタンス計測の概要図（a）と，実際に得られたペッパーポッド画像（b），および（b）
から求められた位相空間図（c）．

は角度（"#）においてレーザー駆動加速ビームがターゲッ
ト地点で最初から持っている発散角成分 $が計測されている．"#から発散角成分を差し引いた角度成分の揺らぎが，「ビームがレーザーとの相互作用で生じた熱揺らぎ，およびビーム輸送中に生じた非線形揺らぎ」の成分になるが，その成分はビーム軸中心付近の全幅で '"13 mrad 程度であった．ターゲット地点での初期のビームのスポット径の最 小 値 を ("250 μm［３３］と 仮 定 し，90 keV の 陽 子 は"%"!
!
!"$なので，それらの値から位相空間面積を求める
ことで規格化 RMS エミッタンスを( ' &!
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（１２）

（１２）式から求めると，レーザー照射点での規格化 RMS エ
ミッタンスは最小で 0.009 mm-mrad と推測できる．この値は，表１で示されるように一般的なプラズマ・イオン源より１桁以上良い値である（他所の報告でも，一般的にレー
ザー駆動イオン加速は，プラズマ・イオン源より１桁程度
良いエミッタンスである［２１］）．量子メスでは，陽子より
イオン価数の高い炭素において，プラズマの加熱時の熱揺らぎや輸送中の非線形揺らぎによる不安定性を抑えて，エミッタンスがどの程度制御できるかを，レーザーパラメー
タやターゲットパラメータとの相関を見ながら体系的に検証する必要がある．

５．
５ まとめと今後の展開
本章では，従来型のプラズマ・イオン源についてのモデル式を整理することで，プラズマ・イオン源ではプラズマ物理からビーム物理への基礎から応用への橋渡しが行われ

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Journal of Plasma and Fusion Research Vol.98, No.6 June 2022

!!
こん

どう

こう

た

小特集執筆者紹介

ろういけ近 藤 康 太 郎

すえ

たけし

金 末

猛

米 国 ブ ル ッ ク ヘ ブ ン 国 立 研 究 所 Physicist．
２０
１
１年九州大学工学府エネルギー量子工学専
攻博士課程修了．レーザーアブレーションを利用したイオン源と粒子加速器の研究に従事しています．最近ようやく少しずつ旅行に行き始めました．今
年中に一度台湾を訪れたいです．
おか

むら

まさ

だ

しゅん すけ

池 田 峻 輔量子科学技術研究開発機構 関西光科学研究所
光量子科学研究部 主任研究員．東京工業大学
大学 院 総 合 理 工 学 研 究 科 博 士 後 期 課 程 修
了．現在，主に粒子加速を含めた広帯域超短パルスレーザーがつくる高強度場と物質との相互作用の研究に取り組んでいます．いろいろな場所めぐりの再開を期待しな
がら，特に食べること，音楽に浸ることを研究とともに楽しん
でいます．
かね

""

米国ニューヨーク州，ブルックヘブン国立研究所，Associate Physicist．２
０１
６年東京工業大学創造エネルギー 専 攻 博 士 過 程 修 了．主 にレーザーイオン源と RFQ 線形加速器の研究に従事しています．最近の関心ごとは昨年生まれた息子です．
さかき

ひろ

榊

泰 直

なお

量子科学技術研究開発機構 関西光科学研究所
光量子科学研究部 上席研究員．京都大学博士（情報学）．主に数理工学手法を用いた荷電粒
子ビームの高精度計測および制御手法について研究対象としている．
「日本の里山を１
０
０年後まで残したい」と考えて，奈良県内の休耕田を復活させる活動を，家族（ヤギ６頭含む）で挑戦しています．
みや

たけ

たつ

ひこ

宮 武 立 彦ひろ

九州大学大学院 総合理工学府 博士後期課程
在学，日本学術振興会 特別研究員（DC1），量子科学技術研究開発機構 リサーチアシスタン
ト．レーザー駆動イオン加速機構によるイオ
ンビームの診断・輸送に関する研究を行っております．革靴が趣味で，最近ずっとあこがれていた一足を購入しましたが，履く勇気が出ず置物と化しています．

岡 村 昌 宏ブルックヘブン国立研究所 ソースグループ
リーダー 研究員，東京工業大学ゼロカーボン
エネルギー研究所 特任教授．年に一月ほど忘
年会のシーズンに合わせて東工大に伺っています．あとはお花見のシーズンに日本の大学で勤務できると良いのですが．BNLで稼働しているLIONは主に日本人の学生さんたちと若手研究者の手によって研究がすすめられ，実用化されました．当時 BNL のポスドクだった QST の近藤康太郎
さんもその一人です．

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