ERL 光源の性能と利用研究

ギー物理学研究所（現在は高エネルギー加速器研究機構）に X 線領域をカバーすることができる
Photon Factory（PF）が完成した（Fig.1 参照）。

1. はじめに第 2 世代の放射光施設では光源として主に偏向電

シンクロトロン放射光は、高エネルギーの電子等（挿入光源）を利用することによりさらに輝度のの荷電粒子の軌道が磁場中でローレンツ力によ

高い光を発生させることができる。そこで 1990

り曲げられるときに発生する光である。放射光は年代以降、アンジュレーターと呼ばれる挿入光源

連続的なスペクトルを持ち、指向性がよいため輝を主体とした大型放射光施設が建設されるよう度が高く、偏光性やパルス特性といった優れた特になった（第 3 世代）。現在、第 3 世代の大型放徴を有している。そのため放射光は今日、物質科

射光施設として SPring-8（日本）、APS（米国）、学、生命科学、材料科学、医学等の多くの研究分

ESRF（欧州）等があるが、近年、アンジュレー

野において、なくてはならないプローブとして大ター技術の進歩によりリングのエネルギーを下いに活躍している。

げることが可能になり、これらの大型施設とほぼ

放射光科学の今日の隆盛をもたらした最大の要因の一つは、言うまでもなく放射光源の進歩である。歴史を振り返ると、放射光源はこれまで段階

磁石を用いるが、磁石を周期的に配列した光源

同等の性能を持つ 2～4 GeV クラスの中型施設が登場してきている（新第 3 世代）。
第 1 世代から新第 3 世代の放射光施設では円形的に発展を遂げてきた。放射光は 1940 年代に加速器（シンクロトロン）に電子や陽電子を蓄積

Schwinger 等によって理論的に予測されていた

して光を発生させる。蓄積リングでは、入射器かが、1947 年に電子シンクロトロンで初めて実際にら入射した電子が周回を繰り返しながら放射減確認された[1]。当時、放射光は素粒子実験用の加衰を経て平衡状態に到達する。そのため、電子ビ

速器にとってエネルギー損失をもたらす「邪魔ームの特性は入射電子の素性には依存せず、加速者」とみなされていたが、その「邪魔者」の有用器の規模や電子ビームのエネルギー等によって性に着目した小数の研究者たちにより、素粒子実ほぼ決まることになる。これは別の言い方をする

験に寄生する形で放射光の利用が細々と開始さと、蓄積リングで達成可能な光源性能には限界がれた（第 1 世代）。その後、放射光の有用性が広あるということである。現在、蓄積リング型光源

く認識されるにつれて放射光専用施設を望む声はこの性能限界に近づきつつあり、将来的に大幅が高まり、1970 年代から世界各地で放射光専用施な性能向上はもはや見込めそうにない状況であ設が建設されるようになった（第 2 世代）。日本る。そこで、この限界を超えるために現在検討さで は 1975 年 に 放 射 光 専 用 リ ン グ で あ る

れているのが線形加速器（ライナック）をベース

SOR-RING が立ち上がり、1982 年には高エネルにした放射光源（次世代光源）である。次世代光源では、電子ビームは特定の軌道を一度通過するだけなので放射減衰は生じず、入射器の性能が電子ビームの特性や光源性能を大きく左右する。したがって原理的には、入射器が性能限界に達する
まで、光源のアップグレードが可能である。
現在、線形加速器をベースにした次世代光源として、エネルギー回収型ライナック（ Energy
Recovery Linac、以下 ERL）とＸ線自由電子レー
ザー（X-ray Free Electron Laser、以下 XFEL）の二つが世界各地で計画されている。高エネルギ

Fig.1 Photon Factory (PF)ー加速器研究機構（KEK）の Photon Factory（PF）

アンジュレーターが多数設置されており、加速ビ

では、1990 年代から将来計画の検討を行ってきたームがそれらの中で蛇行運動する際、高輝度放射が、多くの紆余曲折を経て、最近 ERL を次期光光が生成される。周回部を一周して主線形加速器

源候補とする決定が下された。その最大の理由に帰還したビームは、今度は主加速器により減速

は、ERL が既存光源を遙かに上回る性能を持ち、され、減速部でさらに低エネルギーまで減速されなおかつ多くのビームラインを収納することがた後、ビームダンプに廃棄される。このようにできることである。これにより最先端科学を切りERL では、電子ビームは基本的に軌道を一度周回拓くことができるだけでなく（先端性）、多くのするだけであり、次々と新しいビームを打ち込んユーザーに利用の機会を提供することができる

で利用する。主加速器内には加速ビームと減速ビ（汎用性・多様性）。この決定を受けて 2006 年 4ームが 180°異なる位相で同時に存在し、減速ビ

月に KEK の中に ERL 計画推進室が設置されたームから回収したエネルギーを利用してビーム[2]。現在、この推進室が中心となって、KEK 内を加速する。これが「エネルギー回収型」（Energy

外の加速器研究者たちの協力のもと、ERL の開発

Recovery）と命名されている理由であり、そのお研究が進められている。

かげで使用電力を大幅に抑えたエネルギー効率

本稿では KEK-PF で計画されている ERL の性の非常に高い運転を行うことができる。

能と利用研究の概要について述べる。
2.2. PF-ERL の概要

2. ERL について

現在、PF の年間の共同利用者数は約 3000 名にのぼり、その約 8 割が X 線の利用者である。したが2.1. ERL の原理と特徴って PF の次期光源としての ERL は、この需要をERL の基本概念図を Fig.2 に示す。ERL は主に、満たすため、高輝度の X 線を供給できるものでな

超伝導体（ニオブなど）の加速空洞を利用した主ければならない。そこで、アンジュレーターで生

線形加速器と、ビームを輸送するための周回部と成される 1 次光の波長が 1Å程度となるようにからなる。電子銃で生成された電子ビームは、まERL を設計すると、電子ビームのエネルギーは約ず入射部で比較的低いエネルギーまで加速され、5 GeV となり、約 400 m の長さの超伝導線形加速

次いで主線形加速器により高エネルギーまで加器が必要となる。Fig.3 は PF で検討されている

速された後、周回部へと輸送される。周回部にはERL（PF-ERL）の全体図である[3]。なお、そのFig.2 ERL の基本概念図

Fig.3 PF-ERL の全体図[3]Table 1 PF-ERL の主要パラメーター[3]主要パラメーターを Table 1 に示す。放射光ビー

より、微小光源からフェムト秒のパルス幅を持つ

ムラインは、長尺アンジュレーター（200 m～100

Ｘ線を生成することができるため、医学用イメー

m 級）1～2 本、中尺（30 m 級）4 本、短尺（5 m

ジング研究やダイナミクスの研究等にも有用で級）12 本を配置することができる。偏向電磁石かある。

らの放射光も原理的には利用可能である。
現在、ERL の開発研究が国内外で精力的に進められているが、数 GeV 級の ERL を実現するには

3. ERL の放射光源としての性能

多くの技術的課題を解決する必要がある。そこ

ERL による放射光発生の原理は電子の自発放射で、様々な要素技術の開発や改良に取り組むたに基づいており、この点は従来の蓄積リング型光め、60～200 MeV のエネルギーの ERL 実証機（コ源と何ら変わりはない。大きく異なるのは電子ビ

ンパクト ERL）を KEK の東カウンターホールにームの品質（エミッタンスやバンチ長、バンド幅

建設する計画が進められている[4]。このコンパクなど）であり、ERL ではそれが大幅に改善される

ト ERL は光源加速器としても魅力的な性能を持ため、従来の光源よりも輝度が高く、パルス幅のっており、その一例がテラヘルツ・遠赤外領域で短い光が得られるようになる。本節では、ERL の得られる大強度のコヒーレント放射光である。ま

放射光源としての性能を調べるため、まずアンジた、レーザー逆コンプトン散乱を利用することにュレーター放射の特性について数式を示しつつという式で与えられる。ここで E G は電子ビーム

述べ、次に PF-ERL の光源性能について示す。

のエネルギーである。アンジュレーターでは上下磁石列間の間隔（ギャップ）を変えることにより

3.1. アンジュレーター放射の特性
ERL 光源では周回部に直線部を設け、そこにアン
ジュレーターを設置することによって高輝度放射光を生成する。Fig.4 にアンジュレーターの概念図を示す。アンジュレーターでは磁石を並べる
ことによって周期磁場を作り出し、そこに電子ビームを入射させる。すると電子ビームは磁場中で磁 場 振 幅 B0 を 調 整 で き る の で 、 た と え ば

0.2 < K < 2 に相当するエネルギー領域をカバーすることができる。 n 次光のバンド幅は
1
ΔE Δλ
=
=
(3-4)
E
λ
nN u
で与えられる。

蛇行運動し、各周期から放射された光がコヒーレントに足し合わされることにより、準単色で指向性の良い高輝度光が生成される。

3.1.2. 光源サイズと発散角
一つの電子から放出されるアンジュレーター光の光源サイズと発散角は、それぞれ次式で与えら
れる。

σr =

2λn L
4π

, σ r' =

λn

(3-5)

2L
ここで λ n は n 次光の波長である。σ r と σ r ' の間には不確定性原理により

σ rσ r ' =Fig.4 アンジュレーターの概念図

λn
4π

(3-6)

という関係が成り立つ（回折限界の式）。

3.1.1. 放射光のエネルギーとバンド幅

3.1.3. 電子ビームのエミッタンス

いま、アンジュレーターによって生成される磁場

通常「エミッタンス」と言えば、電子ビームの進
行方向に対して垂直な方向（Fig.4 の x 及び y 方の振幅を B0 、周期長を λu 、周期数を N u 、アンジュレーターの長さを L （ L = λu N u ）とおく。このとき、アンジュレーターの磁場強度を示す定数として、偏向定数あるいは K 値と呼ばれる量が次のように定義される。

K=

eB0 λu2πmc(3-1)

指し、電子ビームのサイズと発散角の積として定義される。

ε x = σ xσ x ' , ε y = σ y σ y 'エミッタンスは加速器内で一定に保たれるが、ビームのサイズと発散角はベータトロン振動によ(3-2)

σ x = ε xβx, σ x' = ε x / β xで計算される。アンジュレーター放射光には 1 次

σ y = ε yβy, σ y' = ε y / β y

光だけでなく、その奇数倍のエネルギーを持つ光（高次光）も含まれるが、 n 次光のエネルギーは0.95 × EG2 [GeV ]E n [keV ] =n
1 + K 2 / 2 λu [cm]

(

)

(3-7)

り場所毎に変化する。

この量は無次元数であり、実用単位では

K = 0.934λu [cm]B0 [T ]向）のエミッタンス（transverse emittance）を

(3-3)

(3-8)

したがって β の値を適切に選択することにより、発散角とサイズを調整することができる。
電子ビームの進行方向（Fig.4 の z 方向）に対す
るエミッタンス（longitudinal emittance）も考

えることができ、ビームのエネルギー広がりとバ

3.1.4. 光源の実効エミッタンス

ンチ長の積として定義される。GeV クラスの加速

3.1.2.節では一つの電子から放射されるアンジュ

器では keV-mm という単位がよく用いられる。ア

レーター光の光源サイズと発散角について述べンジュレーターが機能するための条件の一つは、
電子ビームのエネルギー広がり σ γ / γ が(3-4)式

たが、現実の電子ビームは多数の電子から成ってで与えられる 1 次光のバンド幅の半分以下になる

電子ビームから放射されるアンジュレーター光ことである。

の光源サイズ（実効光源サイズ）と発散角（実効σ γ 1 ΔE
1
≤
=
γ
2 E
2Nu

おり、有限のサイズと発散角を持つ。したがって、発散角）を求めるには、電子ビームが持つこの有限のサイズと発散角を考慮する必要がある。それ

例 え ば 1000 周 期 の ア ン ジ ュ レ ー タ ー の 場 合
σ γ / γ ≤ 0.05% となり、 γ = 5.3 GeV の電子ビーには、放射光と電子ビームは両方ともガウス分布

ムでは σ γ ≤ 2.65MeV となる。CHESS で計画さを求めればよい。ガウス関数同士の畳み込みもまれている ERL の longitudinal emittance は約 32
keV-mm であり、パルス幅の最小値はをしていると仮定し、ガウス関数同士の叩き込みたガウス関数になることはよく知られており、これらの標準偏差を σ 1 、 σ 2 とおくと、畳み込みを行った後の標準偏差はσ τ ≈ 32 / 2650 = 12μmとなる。これは時間に換算すると約 40 fs である。

σ 12 + σ 22 で与えられる。

以上をまとめると、光源の実効サイズと実効発散
角はそれぞれ次式で与えられる。

本節で電子ビームのエミッタンスについて述べΣ x = σ x2 + σ r2 , Σ y = σ y2 + σ r2

る際、電子の位置及び角度はガウス分布をしていΣ x' = σ + σ , Σ y' = σ + σ2x'

ると暗黙の内に仮定した。また、アンジュレータ
ーから放射される光の位置と角度もガウス関数

2
r'

2
y'

さらに光源の実効エミッタンスはで記述される（3.1.2.節参照）。そこで参考のため、

ε x = Σ x Σ x ' = σ x2 + σ r2 σ x2' + σ r2'ガウス関数の基本的性質について簡単に復習す

ε y = Σ y Σ y ' = σ y2 + σ r2 σ y2' + σ r2'

る。通常ガウス関数は⎡ ( x − μ )2 ⎤f ( x ) = a exp ⎢−⎥2σ 2 ⎦⎣(3-10)という式で定義される。

という式で与えられるが、ここで σ は標準偏差、μ は平均値である。このとき、ガウス関数の半値幅（FWHM）は ω = 2.35σ 、面積は S =

(3-9)

2
r'

2π aσ

で与えられる。しばしば物理量を半値幅を使って記述し、その面積を aω = 2.35aσ と計算すること

3.1.5. フラックス、ブライトネス、パワー
光の明るさを表す物理量の一つにフラックスがあり、通常、”photons/sec/0.1%b.w.”という単位で与えられるが、これは光源から毎秒放出される、バンド幅 0.1%に含まれる光子数を意味する。アンがあるが、その際、 2π 2.35 = 1.07 のエラーがジュレーターから放射される n 次光のフラックス

生じることになる。したがって、半値幅で記述さはれている物理量に関して位相空間でその面積を求める（積分を行う）ときは、常にこの因子の補正が必要になるので注意が必要である。

Fn = 1.431 × 1014 N u Qn I [ A]

(3-11)という式で与えられる。ここで I は電子ビームの電流値であり、 Qn は K 値の関数である。参考のために Qn のグラフを Fig.5 に示す[5]。
光の明るさを表す量としてブライトネスもよく利用されており、”photons/sec/mrad2/0.1%b.w.”

3.1.6. 平均輝度とピーク輝度
前節で光の明るさを表す量としてフラックスとブライトネスを導入したが、輝度も同様に重要である。輝度は通常、“photons/sec/mm2/mrad2/0.1%b.w.”という単位で与えられ、光源の単位面積（1mm2）から、毎秒 1 mrad2 の立体角に放出される、バン
ド幅 0.1%に含まれる光子数を意味する。したがって、アンジュレーターから軸上に放射される n 次
光の輝度は

B=

Fn

(3-15)(2π )2 ε x ε yという式で与えられる。
放射光は電子バンチの構造を反映してパルス状

Fig.5 関数 Qn の K 値依存性[5]に放射される。そして時間構造を利用した実験をという単位で与えられる。これは、光源から毎秒
1 mrad2 の立体角に放出される、バンド幅 0.1%に含まれる光子数を意味する。アンジュレーターの軸上に放射される n 次光のブライトネスは行う場合には、輝度を時間の関数として見たときの最大値（ピーク輝度）が重要になる。放射光パ
ルスの周波数を f Hz、パルス長の半値幅を τ とお
くと、ピーク輝度は次式で与えられる。

フラックスのスペクトルを計算し、それをエネ⎛ 2.35 2 ⎞ B⎟⎟
Bˆ = ⎜⎜(3-16)
2
π
τ
⋅
f
⎠
⎝
2
ここで 2.35 / 2π という因子が掛かっているのは、半値幅で与えられている量（ ΔE と τ ）につ

ルギーで積分することにより、アンジュレーター

いて補正を行ったためである（3.1.3.節参照）。

FnBr =2πΣ x ' Σ y '(3-12)という式で与えられる。

から放射されるトータルパワーを求めることができる。

P0 [kW ] = 0.633EG2 [GeV ]B02 [T ]L[m]I [A](3-13)
同様に、軸上のブライトネスをエネルギーで積分することにより、軸上のパワー密度（単位立体角
当たりのパワー）が求まる。

[

]

dP
W / mrad 2dΩ(3-14)
4= 10.84 B0 [T ]EG [GeV ]I [A]N u G ( K )ここで関数 G (K ) は K > 0.8 のときほぼ 1 である[5]。

3.1.7. コヒーレンス
ガウス分布の明るさを持つ、長さ d =2π σ の光源を考える。この光源を遠方から δθ の角度で見込んだとき、両端から出る二本の光の光路差は

δl = d ⋅ δθとなる。この光路差が X 線の波長の半分以下のとき、この光源は空間的にコヒーレントとなる。別の言い方をすると、見込み角が

δθ ≤

λ
2d

(3-17)の条件を満たすとき、この光源は空間的にコヒーレントである。光源から観測点までの距離を l と
おくと、観測点における空間的コヒーレンス長はl ⋅ δθ で与えられる。

アンジュレーター放射光では、 δθ x と δθ y の角

1Åでバンド幅が 10 の X 線の場合、 l c = 1 μm 、度領域内に放射される光が空間的にコヒーレン

Δt c = 3.3 fs となる。このとき、時間的にコヒートとなる。したがって、コヒーレントフラックス

レントな光を得るには、パルスの半値幅は
τ ≤ 3 fs という条件を満たさなければならない。

−4は

Fc = Br ⋅ δθ x δθ y =Fn ⋅ δθ x δθ2πΣ x ' Σ y '今のところ、～100 fs 以下のパルスを生成できる
X 線源は存在しない。これは現在計画中の XFELFn ⋅ (λ 2 )=2πΣ x ' Σ y ' ⋅ d x d yでも同じであり、XFEL の時間的コヒーレンスは

2

部分的なものである。

で与えられる。この式と(3-15)式から
3.1.8. 光子縮重度

2⎛λ ⎞Fc = ⎜ ⎟ B⎝2⎠(3-18)

光子縮重度は一つのパルスの中に含まれる、空間という式が導かれる。輝度の単位を考慮に入れる

的にも時間的にもコヒーレントな光子の数としと、この式は次のように展開される。

て定義される。まず、一つのパルスの中に含まれFc [ ph / s / 0.1%b.w.]⎛ λ [Å ] ⎞= 10 ⋅ ⎜⎜⎟⎟ B ph / s / mm 2 / mrad 2 / 0.1%b.w.
⎝ 2 ⎠
2

−8

[

] 時間の半値幅をτ とおくと、時間的にコヒーレン(3-19)
フラックスに占めるコヒーレントフラックスの割合をコヒーレント比と呼び、(3-15)式と(3-18)
式から、

pc =

る空間的にコヒーレントな光子の数はFcp = Fc / f で与えられる。次に、パルスの持続

Fc
λ2
=
Fn
(4π )2 ε x ε y(3-20)重度はλ2
δ D = Fcp ⋅= Fcp ⋅
τcΔλ ⋅ τFcp λ ⎛ λ ⎞=⎟⎜cτ ⎝ Δλ ⎠Δt cで与えられることになる。厳密には、半値幅で与という式で与えられる。
時間的コヒーレンス長は、バンド幅 Δλ / λ によって決まり、

l c = λ2 Δλトな光子の割合は Δt c / τ となる。以上より光子縮(3-21)

で与えられる。ほとんどの場合、バンド幅はＸ線分光器によりさらに狭くなるので、Ｘ線分光器の分解能が時間的コヒーレンス長を決定する。しかし、アンジュレーターの周期数が数千にも達する
場合には、(3-4)式で与えられるバンド幅が時間的えられている物理量（パルスの持続時間とバンド幅）に関して補正を施す必要があるため（3.1.3.
節参照）、この式は⎛ 2.35 2 ⎞ Fcp λ ⎛ λ ⎞⎟⎟⎜⎟⎝ 2π ⎠ cτ ⎝ Δλ ⎠

δ D = ⎜⎜

(3-23)となり、実用単位では

δD =Fcp [ ph / 0.1%b.w.] ⋅ λ [Å ]3.41 × τ [ fs ](3-24)

コヒーレンス長の決定要因になりうる。
コヒーレンス時間は、光が l c の距離を進むのにで計算される。
(3-16)式、(3-18)式、及び Fcp = Fc / f という関

要する時間として定義され、係を用いることにより、(3-23)式から光子縮重度lλΔt c = c =c c ⋅ Δλ2(3-22)

で与えられる。ここで c は光速である。パルスの持続時間 τ が Δt c より短いとき、光源は時間的にコヒーレントであると考えられる。例えば波長がとピーク輝度に関して

δ D = Bˆ ⋅λ3 ⎛ λ ⎞⎜⎟4c ⎝ Δλ ⎠(3-25)

という関係が導かれる。ピーク輝度の単位を考慮で与えられる。これは期待した通り(3-18)式と同に入れると、この式は次のように展開される。

じである。

δ D = Bˆ [ ph / s / mm 2 / mrad 2 / 0.1%b.w.]⋅

λ [Å ]

3

縦方向のモードについて考える際は、放射光が1.2 × 10 24

パルス光である点に留意する必要がある。つま(3-26)
例として波長 1Åの X 線について考えると、光子り、不確定性原理が適用されるのは一つのパルス

縮重度を 1 以上にするには、ピーク輝度を～1024の中に含まれる光子に対してである。パルス光の持続時間の半値幅を τ 、エネルギーの半値幅を以上にしなければならない。既存の放射光施設でΔE とおくと、このパルスの中に含まれるモード

は光子縮重度は 1 よりずっと小さいが、ERL や

数は

XFEL が実現すればこの状況は大きく変化すると[2π (τ 2.35)(ΔE / 2.35)] / 2πσ t σ E = τΔE / (5.52h )期待される。

となる。これは別の見方をすると、単一の縦モードが位相空間に占める領域（半値幅）は 5.52h ということである。h = 6.582 × 10

3.1.9. 光子の量子モード−16eV sec を代入

すると、 5.52h = 3.63 eV ⋅ fs となる。以上より、光子のコヒーレンスや縮重度を導く別の方法は、
不確定性原理を利用することである。光子の運動を記述するために ( x, y, k x , k y , E , t ) という 6 次元の位相空間を考える。不確定性原理により、この6 次元位相空間における最小体積は次式によって規定される。

σ xσ kx = 1 / 2 , σ yσ ky = 1 / 2 , σ t σ E = h
ここで σ k = (2π / λ )σ θ という関係を用いると、
σ xσ x ' = λ / 4π , σ yσ y ' = λ / 4π , σ t σ E = h

単一モードに含まれる光子数（光子縮重度）は

δ D = Fcp ⋅5.52h
τ ⋅ ΔE(3-29)という式で与えられることになる。実用単位では

δD =3.63 × Fcp [ ph / 0.1%b.w.]

τ [ fs ] ⋅ ΔE [eV ](3-30)

で計算される。例としてスタンフォード大学で計画されている XFEL（LCLS）について考える。X
線のエネルギーが 8 keV でバンド幅が 0.1%のとという式が導かれる。明らかに、最初の二つの式き（ ΔE = 8 eV ）、 Fcp = 2 × 10 、τ = 277 fs では空間的コヒーレンスと、最後の式は時間的コヒある。これらの数値を(3-30)式に代入することに12

ーレンスと関係している。実際、これらの式をより δ D = 3.3 × 10 という値が得られる。これは(3-17)式や(3-22)式から導くことも可能である。不光学レーザーに匹敵する値である。

9

確定性原理で結ばれる物理量のペアの各々について、その 2 次元ガウス分布の体積を考えること
により、光子の単一量子モードの占める体積が求3.2. PF-ERL の光源性能の計算例
3.1. 節 で 示 し た 数 式 を 利 用 す る こ と に よ り 、まる。

2πσ xσ x ' = λ / 2 , 2πσ yσ y ' = λ / 2,

(3-27)PF-ERL の光源性能を見積もることができる。計

光子縮重度は単一モードに含まれる光子数とし算では、PF-ERL のエネルギーを 5 GeV とし、エミッタンスを ε x = ε y = 10 pmrad とした。なお、て定義される。まず横方向のモードについて考え

PF-ERL のパラメーターはまだ確定しておらず、る。光源の平均輝度を B とおくと、光源が毎秒放ここに挙げた数値は目標値である。計算例とし射する光子の内、単一の横モードに含まれる光子て、PF-ERL と SPring-8 の性能比較を Table 2の数は、に示す。ここでは 8 keV のエネルギーの X 線につ

2πσ t σ E = 2πh

いて比較を行った。これを見ると、PF-ERL では

2⎛λ ⎞Fc = B ⋅ 2πσ xσ x ' ⋅ 2πσ yσ y ' = ⎜ ⎟ B⎝2⎠(3-28)

輝度とコヒーレント比が SPring-8 より約二桁高
くなる。また得られる光の形に注目すると、

PF-ERL @ 5 GeVSPring-8 @ 8 GeV

電流値

100 mA

100 mA

100 mA

100 mA

アンジュレーターの長さ

30 m

5m

25 m

5m

光源サイズ

水平 (FWHM)

37.8

18.2

892

892

(μm)

垂直 (FWHM)

37.8

18.2

22.8

10.6

発散角

水平 (FWHM)

4.1

9.8

37.4

38.4

(μrad)

垂直 (FWHM)

4.1

9.8

4.3

10

ビームサイズ @ 50m

水平 (FWHM)

244

510

2761

2813

(μm)

垂直 (FWHM)

244

510

236

509

平均輝度 B (ph/s/0.1%/mm2/mrad2)

6.0x1023

7.6x1022

2.2x1021

5.0x1020

コヒーレント比 pc

19

15

0.14

0.13

Table 2 PF-ERL と SPring-8 の性能比較。X 線のエネルギーが 8 keV の場合。

Fig.6 1 対 1 の集光をしたときに焦点で得られる単位面積当たりのフラックスとコヒーレントフラックス。X 線のエネルギーが 8 keV の場合。
SPring-8 では水平方向に扁平なビームが得られントフラックスは 1017～1018 となり、SPring-8

るのに対して、PF-ERL では円形ビームが得られの 1013～1015 よりも 3 桁～4 桁高くなる。また、る。ビームのサイズと発散角について比較する

TESLA には及ばないものの、LCLS を上回るコと、垂直方向はほぼ同じだが、水平方向に関して

ヒーレントフラックスが得られることは特筆には PF-ERL の方が SPring-8 よりも格段に小さい。

値する点である。

1 対 1 の集光をした場合に焦点で得られる単位
面積当たりのフラックスとコヒーレントフラッ
クスの比較を Fig.6 に示す。PF-ERL のコヒーレ

フラックス、輝度、コヒーレント比、光子縮重度の計算結果を Fig.7～Fig.10 に示す。

Fig.7 フラックスの比較

Fig.8 輝度の比較

Fig.9 コヒーレント比の比較

Fig.10 光子縮重度の比較

4. ERL の利用研究参照）、今後の集光素子の改良により 10 nm レベ

ERL 光源では、電子ビームのエミッタンスが改善

ルのビームサイズが得られると考えられる。これされる結果、円形の微小光源から、サブピコ秒のパルス幅を持つ、コヒーレンス（干渉性）の良い、
高輝度放射光が生成される。これらの特徴を活かした利用研究については、すでに参考文献[3]で詳しく検討されているので、ここではその概要について簡単に紹介する。さらに興味のある方は、文献[3]を参照していただきたい。

により、ナノ領域の構造解析や化学状態解明、ナノテクノロジーデバイスへの応用等が視野に入るようになり、究極的には単分子構造解析のための手段を提供することとなる。
ナノビームの応用例として、微小結晶の構造解
析の例を Fig.11 に示す[6]。ナノビームにより、大きな結晶を作成するのが困難なタンパク質の構造解析や、微小領域でなければ実現できない極端条件下での物質の状態や構造の解明が可能と

4.1. ナノビーム利用研究なる。

現在、SPring-8 等の第 3 世代放射光施設では、X
線領域で数十 nm のナノビームが実現されており、X 線顕微鏡等のナノビーム利用研究が急速に進展しつつある。しかし、SPring-8 ではビームが水平方向に広がった扁平な形をしているため、ス
リットやピンホール等を用いてビームサイズに制限を加える必要があり、そのせいでビーム強度をかなり失ってしまう。それに対して、ERL 光源
では円形のビームが得られ、しかもその水平方向のサイズは SPring-8 の数十分の一なので（垂直方向のサイズは SPring-8 と同程度、Table 2 参照）、ビームの集光効率が格段に改善されることになる。また、ビームのコヒーレンス比が約二桁大きくなるため回折限界集光が容易になり（Fig.9(a)4.2. 短パルス利用研究
SPring-8 ではパルス光の幅はおよそ 40 ps だが、
ERL 光源では数百 fs のパルス光が得られる。したがって ERL 光源により、物質のダイナミクス
研究に新たな世界が拓かれると期待される（Fig.12）[6]。短パルス利用研究では、通常、物質にパルスレーザーを照射し、それによって引き起こされる物質の構造変化や状態変化を放射光で検出する手法が用いられる（レーザーポンプ・
放射光プローブ法）。特に興味深いと思われる研究は、光誘起構造相転移における初期過程の研究
や、パルス圧力場中での結晶構造緩和ダイナミクスの研究である。これらは既存の放射光源ですで(b)

Fig.11 ナノビームによる微小結晶の構造解析の例[6](a)タンパク質の微小結晶の構造解析 (b)極端条件下での物質の構造解析

(a)

(b)

Fig.12 サブピコ秒の X 線パルスによる物質のダイナミクス研究の例[6](a)光合成反応のダイナミクス研究。光合成反応中心タンパク質に吸収された光のエネル
ギーは～100 fs で化学エネルギーに変換される。(b)光スイッチング素子のダイナミクス
研究。光スイッチング素子の動作時間（絶縁体-金属転移）はサブピコ秒。
に研究が行われているが、ERL で得られるサブピ

Fig.13 にコヒーレント回折顕微鏡による酵母菌

コ秒 X 線パルスにより、今後のさらなる進展が期

細胞の観察例を示す[7]。酵母菌細胞のように周期待される。また、固体表面のナノスケール領域のを持たない試料にコヒーレント X 線を照射する

サブピコ秒ダイナミクスや強光子場中での分子と、遠方で連続的な回折パターン（フラウンホー

ダイナミクスの研究は、今後の進展が期待される

ファー回折パターン）が生じるが、このパターン

野心的テーマである。

を細かく測定し（オーバーサンプリング）、位相回復を行うことにより、試料像を得ることができ

4.3. コヒーレンス利用研究
ERL 光源では、回折限界に近い空間的にコヒーレる。ERL 光源により、例えば細胞中のタンパク質の機能をそのまま観察することも夢ではなくなる。

ントな光が得られ、コヒーレント比は SPring-8
より約 2 桁高くなる（Fig.9 参照）。したがって、
位相イメージング、光子相関分光法、コヒーレン

5. おわりにト回折顕微鏡などのコヒーレンス利用研究のさ放射光源は第 1 世代から新第 3 世代へと段階的にらなる進展が期待できる。例えば、光子相関分光

進歩を遂げ、それと共に放射光科学はこれまで急法は物質のミクロな動的揺らぎを測定できる手

速に発展してきた。そして、ERL や XFEL とい法であるが、ERL によるコヒーレントフラックスった革新的な次世代光源の登場を間近に控え、放の増加により、その適用領域と対象が大幅に広が射光科学は今まさに大きな転換点を迎えようとることが予想される。またコヒーレント回折顕微している。KEK-PF は ERL を次期光源とする決鏡は、周期構造を持たない物質の構造を解明でき断を下したが、現在のところ XFEL 計画の方が先る手法として、構造解析にかかわる多くの分野か行しており（LCLS、European XFEL、SCSS）、ら注目を集めている。将来的には単分子の構造解

ERL が実現されるのは XFEL の後になりそうな

析も視野に入っており、ERL 光源の最も有力な利状況である。したがって ERL の利用研究につい用法の一つとして極めて重要である。

(a)

(b)

Fig.13 コヒーレント回折顕微鏡による酵母菌細胞の観察例[7](a)酵母菌細胞による回折パターン (b)位相回復により得られた酵母菌細胞像て検討するときは、いかにして XFEL や既存の放最近、ERL と共振器型 XFEL を組み合わせる提射光源と棲み分けを行うかを慎重に考えて戦略案も行われ[8]、ERL の可能性がますます広がりを立てなければならない。これは放射光科学の再つつある。こうした新しい可能性を取り入れつつ編とも関係する話なので、日本だけでなく世界のERL 実機を実現するには、内外の加速器専門家や放射光コミュニティで議論を重ね、合意を形成す

X 線光学研究者等の英知と技術を結集する必要がる必要がある。その際、当然のことながら、各光ある。ERL 光源は放射光科学の未来を拓く画期的源の特色を良く理解しておくことが重要である。

光源であり、科学の発展のみならず人類の幸福に例 え ば 、 ERL 光 源 で 得 ら れ る フ ラ ッ ク ス はも大いに役立つものである。本稿を通して一人でSPring-8 とほぼ同じなので（Fig.7 参照）、フラッも多くの加速器研究者に ERL 光源の素晴らしさ

クスが効く実験を ERL で行うことはナンセンスを知っていただけたら幸いである。

である。また、ERL 光源で得られるピーク輝度は
XFEL に遠く及ばないため、ピーク輝度が効く実
験を ERL で行うのは非効率的である。このように検討していくと、私見だが、XFEL ではピーク輝度や光子縮重度の高さを活かした研究、ERL で

参 考 文 献は平均輝度の高さを活かした研究、第 2 世代光源

[1] 放射光発見にまつわる詳しい歴史については、例えば”Handbook on Synchrotron Radiation
Volume 1a” (Ernst-Eckhard Koch, Ed., North
Holland, 1983) p27-35.を参照

ではフラックスを活用した研究、という棲み分けが合理的だと考えられる。したがって、第 2 世代
光源である PF から次世代光源である PF-ERL への移行の過程においては研究内容の刷新が必要[2] http://pfwww.kek.jp/ERLoffice/であり、PF スタッフだけでなくユーザーにも意[3] 「放射光将来計画検討報告 ─ERL 光源と利用研究」（諏訪田剛、飯田厚夫編、2003 年、
KEK）

識の変革が必要である。
ERL 光源は XFEL よりも技術的に難しいと言われており、それを実現するにはまず ERL 実証機（コンパクト ERL）の建設が急務である。また

[4] 「コンパクト ERL の設計研究」（羽島良一、中村典雄、坂中章悟、小林幸則編、2008 年、
KEK）[5] K.-J. Kim: “Characteristics of synchrotron
radiation, in X-ray Data Booklet, Ch.2-1”(Lawrence Berkeley Laboratory, Berkeley, CA)[6] 「将来放射光光源（ERL プロジェクト）」パン
フレット[7] D. Shapiro et al.: PNAS 102 (2005) 15343.
[8] K.-J. Kim et al.: Phys. Rev. Lett., 100 (2008)
244802.