Proceedings of the 14th Annual Meeting of Particle Accelerator Society of Japan
August 1-3, 2017, Sapporo, Japan

PASJ2017 IPP003

相対論的量子イオンビームによる高強度ガンマ線源
INTENSE GAMMA RADIATION BY RELATIVISTIC QUANTUM IONS本田洋介∗A)、笹尾登B)、吉村太彦B)、吉村浩二B)、吉見彰洋B)、植竹智B)、増田孝彦B)、宮本祐樹B)、原秀明B)、
平木貴宏B)、横谷馨A)、吉田光宏A)、上垣外修一C)、中川孝秀C)、金井保之C)、市川雄一C)、長友傑C)、坂上和之D)

Yosuke Honda∗ A), Noboru SasaoB), Motohiko YoshimuraB), Koji YoshimuraB), Akihiro YoshimiB), Satoshi UetakeB),
Takahiko MasudaB), Yuuki MiyamotoB), Hideaki HaraB), Takahiro HirakiB), Kaoru YokoyaA), Mitsuhiro YoshidaA),
Osamu KamigaitoC), Takahide NakagawaC), Yasuyuki KanaiC), Yuuichi IchikawaC), Takashi NagatomoC), Kazuyuki SakaueD)
A)High Energy Accelerator Research Organization (KEK)
B)
Okayama UniversityC)
Nishina Center, RIKEN
D)
Waseda University

Abstract
Accelerator based high flux gamma ray sources utilizing laser-Compton scattering have been developed and proposed.
By replacing the Compton scattering by an resonant scattering of a partially-stripped heavy ion beam, the cross section ofthe interaction can be improved by many orders of magnitude. We have investigated the possibility of a gamma factory
assuming the KEK site. Utilizing an ion beam of H-like Ti or Li-like U with an ERL-based FEL as the pump laser, agamma ray beam of 2.5 MeV can be realized at ∼ 1016 photons/sec flux.

1.

はじめに加速器を利用したガンマ線源は、基礎物理から産業利用まで、様々な応用が考えられている [1]。現在、ガンマ線源として確立している手法は、レーザーコンプ
トン散乱によるものである。これは、相対論的な電子ビームにレーザー光を正面衝突させ、電子ビームの前方に散乱された光子を得るものである。ローレンツブーストの効果が 2 回かかることによって、実験室系でのレーザー光のエネルギーが 4γ 2 倍されたガンマ線を得ることができる。例えば、500 MeV 程度の電子ビームと近赤外のレーザー光の組み合わせで、数 MeV のガンマ線を生成することができる。また、発散角 1/γ の指向性と、レーザー光によって偏光特性の制御ができることも特長である。既存のレーザーコンプトンガンマ線施設で得られるガンマ線強度は 109 photons/s 程度、また、提案されている計画で 1012∼13 photons/s 程度である。実現出来る強度は、散乱の断面積とレーザーおよび電子ビームの強度で決まるので、さらに強度を上げるのは難しい。そこで、電子をイオンに置き換え、大強度のガンマ線を生成する提案がなされている [2][3][4]。
ここでは、KEK の敷地を想定し、イオンビームによるガンマ線源の可能性を検討する。

2.

原理に脱励起し、2γEL の光を等方的に放出する。これを実験室系で見ると、もう一度ローレンツブーストの効果がかかるので、最大で 4γ 2 EL の光が得られる。これは、コンプトン散乱の場合と同じである。

Figure 1: Principle of the kinematics.
コンプトン散乱 (トムソン散乱) の散乱断面積は、reを電子の古典半径とし、8π 2r(1)3 eである。たいして、イオンの共鳴散乱の断面積は、BreitWigner の公式より、共鳴波長を λR とすると、
σT =Figure 1 で運動学を説明する。電子が一部残っているイオンを考える。イオンには電子状態の準位構造があり、光と相互作用して準位間の励起と脱励起が起こる。
1 2運動しているイオンビームに、正面からエネルギー ELσR ∼λ(2)4π Rのレーザー光を入射すると、ローレンツブーストの効果で、イオンにとってはその静止系で 2γEL の励起光 である。例えば 5 keV 程度の共鳴準位の場合、共鳴条が作用することになり、これに対応したエネルギー準 件ではコンプトン散乱と比較して、位を励起することができる。励起されたイオンはすぐ
λ2R∼ 1010(3)∗ yosuke@post.kek.jp
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PASJ2017 IPP003倍の散乱断面積になることが大きな利点である。
コンプトン散乱の場合、反跳によって電子は ∼%程度のエネルギー変化を受けるため、通常の蓄積リングでは損失してしまう。一方、イオンビームは質量が大きい為、MeV のガンマ線を 1 つ放射したとしても反跳によるエネルギー変化は 10−6 程度である。この過程によって蓄積リングからイオンを損失しないことも利点である。

うことができない。また、共鳴に合わせて励起エネルギーを調整する必要もある。そこで、自由電子レーザーを検討する。イオンビームは蓄積リングで連続的に周回するので、連続的な励起光により大平均強度を実現できる。エネルギー回収型線型加速器 (ERL) で、エネ
ルギー 400 MeV で平均電流 10 mA の SASE 型自由電子レーザーを考える。これは、半導体リソグラフィ用
EUV 光源として検討されているもの [6] を半分のスケールにしたようなものである。パラメータを Table 1 に示す。FEL パラメータを ρ = 3 × 10−3 とすると、平均出3 . 装置の検討
力 12 kW、2.5 × 1014 photon/pulse の励起光を出せる計3.1 実現できるエネルギー算になる。
イオンビームは有限のエネルギー拡がりがあるため、高エネルギーのガンマ線を得るには、ガンマ因子 γを稼ぐ必要がある。この点では質量の大きなイオンは 単一波長の励起光では一部のイオンとしか相互作用出電子と比べて不利である。KEK のトリスタンリング (周 来ない。SASE 型の FEL のスペクトルは ρ 程度の拡が長 3 km、曲率半径 350 m) を想定し、偏向電磁石に使 りを持つ。このため、イオンビームのエネルギー拡がえる実効的な曲率半径を ρ = 210 m と見積もる。また、 りとうまく整合すると考えられる。
LHC 相当の偏向電磁石を想定し、B = 8.33 T が得られるとすると、リジディティは R = Bρ = 1750 Tm とな
Table 1: Parameters of FELる。イオンを質量数 A、価数 Z とし、Z/A ∼ 1/2 とす
Beam energy
400 MeV
ると、γ = 250 程度までが可能と考えられる。

3.2

イオンの選択生成するガンマ線のエネルギーとして、D(γ ,n)p 反応による低速中性子源の応用が考えられる、2.5 MeV 程度を目標とする。γ = 250 とすると、実験室系で 10 eVの励起光を用いて、共鳴エネルギーが 5 keV のイオン準位を励起する、ということになる。都合の良いイオン種を検討する [5]。
最も考え易い選択として、電子を 1 つ残した、H-likeイオンを考える。例えば、Ti21+ (Z = 22, A = 48) の 1sと 2p 準位間が 4,966 eV のエネルギー差である。この場合、考えられる欠点は、イオン化損失の可能性である。
イオン化エネルギーが 6,626 eV であるから、強い励起光を入射する場合、2 光子を吸収してイオンから電子が剥ぎ取られてしまう可能性がある。イオンビームが周回軌道から損失することになる。H-like イオンの場合、一般にこの問題は避けられない。
電 子 を 3 つ 残 し た 、Li-like イ オ ン を 考 え る と 、U89+ (Z = 92, A = 238) の場合、1s2 2s1/2 と 1s2 2p3/2の準位間が 4,460 eV のエネルギー差である。また、イオン化エネルギーは 32,836 eV であるから、2 光子イオン化による損失がないことが利点である。
励起脱励起の効率の上限は、準位間の A 係数で決まる。水素原子の 2p→1s 遷移の場合は、A(H) = 6.3×108
s−1 であるが、H-like のイオンの場合を例にとると、価数にたいして Z 4 でスケールする。H-like Ti の場合を例にとると、224 =2.3 × 105 倍の効果があるので、A(Ti) =1.4 × 1014 s−1 となる。仮に励起光との相互作用時間を300 fs とし、励起光強度は十分に強いとすると、この時間内に、1 つのイオンあたり、40 回の励起脱励起が可能である。

3.3

3.4

Bunch repetition

30 MHzBunch charge

300 pC

Bunch length

300 fsUndulator period

50 mm

Saturation length

15 m

Radiation photon energy

10 eV

Norm. beam emittance

3 µm

Pierce parameter ρ

3 × 10−3

Photon number

2.5 × 1014 /pulse

イオンビームの冷却

この共鳴散乱により光を放出することでイオンビームは放射冷却される。これは基本的に電子ビームの放射光による減衰と同じである。ただし、発生点は励起点だけであることが異なる。減衰時間 (横方向) は、1 イ
オンあたり 1 周あたりのエネルギー損失 U0 で決まり、

cU01=τt2C0 E0である。ここで、C0 は周長、E0 はビームエネルギーである。
また、放射冷却と量子励起のつりあいで、エミッタンスおよびエネルギー拡がりが決まる [2]。エネルギー拡がりの平衡値は、√1.4h̄ω ∗σδ =(5)M c2
エミッタンスの平衡値は、励起光

ϵ=Hイオンの準位の励起を単 1 光子で行うとすると、エネルギー 10 eV の深紫外光が必要になる。この領域では光学系が存在しないため、通常のレーザー装置を使(4)h̄ω ∗M c2(6)となる。h̄ω ∗ はイオン静止系で見た励起光のエネルギーで、準位間エネルギー差の 5 keV に対応する。M c2 は- 1304 -Proceedings of the 14th Annual Meeting of Particle Accelerator Society of Japan
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イオンの質量である。エネルギー変動が分散を介して 5 . まとめ
エミッタンスを発生するとし、その係数が H である。
相対論的なエネルギーのイオンビームのローレンツ
Table 2 にイオンビームのパラメータをまとめる。ただブーストの効果を利用して、イオンの電子準位の共鳴し、これは単粒子で放射冷却の平衡状態を見積もった散乱によってガンマ線を生成することができる。従来もので、空間電荷効果などは入っていない。のコンプトン散乱による手法の限界を超えた高フラックスのガンマ線源が実現できる可能性がある。KEK のTable 2: Parameters of Ion Beam
敷地で検討すると、Fig.2 のようなレイアウトが考えられる。
Gamma factor
250

3.5IonH-like Ti ,Excitation energy

5 keV

Li-like U

Bunch intensity

109 ions

Energy spread

0.4 × 10−3Emittance

0.5 × 10−11 m·rad

Beam size at IP

1.0 mmフラックス

励起レーザーパルスとの 1 回の交差における散乱光子数は、∆N s = 2(1 + βz )σ̄I σL
1 + D h̄ωL c(7)Figure 2: Layout of the facility.と表す事が出来る [2]。I/h̄ωL は、励起光のフラックス、σL /c は励起光のパルス長である。D は励起の飽和を表すパラメータである。σ̄ は、バンド幅の影響を含めた
本研究は、JSPS 科研費 16H02136 「重イオンを用い平均的な散乱断面積を表し、た新奇光子ビーム生成機構の検証実験」の助成を受けたものである。
ωL(8)σ̄ = πf12 re λ∗∆ωと書かれる。λ∗ はイオン静止系で見た励起波長である。
f12 は振動子強度である。
Table 1,2 のパラメータで、励起光パルスとの一度の交差において、1 イオンあたり平均的に 1 回の励起脱励起をする。この場合、ガンマ線のフラックスは 109ions/bunch で 30 MHz とすると、3 × 1016 photons/sec のガンマ線が得られる計算になる。

4.

検討事項

電子を一部残したイオンビームの加速および蓄積の安定性について、引き続き検討が必要である。実用的には、10 時間を超えるビーム寿命が必要と思われる。
ビーム軌道上の残留ガスとの散乱によって、価数が変化するとビームを損失してしまうので、十分良い真空が要求される。イオン化エネルギーと比較して、バンチ内のイオン同士の横方向の運動エネルギーは大きい。
このため、バンチ内散乱によってもイオン化が起こりビームを損失する可能性が指摘されている。具体的な検討はこれからである。ここでは冷却による平衡状態のみを示したが、イオンを蓄積してから、平衡状態に至るまでの過程についても検討が必要である。価数の大きな重イオンビームを生成するために、段階的な電荷の剥ぎ取りが必要になると考えられる。入射器の構成の検討も必要である。

参考文献[1] 大垣英明ほか, ”次世代レーザーコンプトン散乱ガンマ線とその利用”, IAE-RR-2013 No,101.
[2] E.G.Bessonov and K.-J.Kim, ”Radiative Cooling of Ion
Beams in Storage Rings by Broad-Band Lasers”, PRL76,
431 (1996).
[3] E.G.Bessonov, ”Light sources based on relativistic ionbeams”, NIM B309, 92 (2013).
[4] M.W.Krasny, ”The Gamma Factory proposal for CERN”,
arXiv:1511.07794v1 [hep-ex] (2015).
[5] NIST Atomic Spectra Database.
[6] N.Nakamura et al., ”ERL を用いた高出力 EUV-FEL 光源のシミュレーション研究”, 第 13 回加速器学会プロシー
ディング TUP074 (2016).

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