高強度レーザーを用いた磁場圧縮実験とその測定法の確立
米田研究室

並木智紀

1. 超強磁場発生

磁場の持続時間がピコ秒と短いことが問題と1.1なっていた．

超強磁場発生の目的

数 1000T の磁場の印加が可能となれば，金物性実験として利用できる最高磁場は電磁属や半導体の電子のサイクロトロンエネルギ

濃縮法による 622T であり，電磁力としてはーが電子遷移エネルギー（フェルミエネルギ

これ以上の磁場は困難とされてきた．

ー）と同程度になり，物理現象に変化が見らさらに長時間，固体状態を保つような磁場れる．磁性体なら自由電子スピンとの磁気的の発生のために，新しい手法での磁場発生が相互作用エネルギー（ゼーマンエネルギー）必要となっていた．

が磁気的内部相互作用エネルギーより大きく1.3なると，磁場誘起の磁気相転移が起こるなど，強磁場の影響は無視できなくなる．

レーザーアブレーションによる方法

1000T を超えるような超強磁場を発生させるためには，爆縮法や電磁濃縮法のように，プラズマ物理では固体密度程度でもβ 値

種磁場の通った円筒を磁場を漏らさず圧縮すが 1 を下回る磁化プラズマの生成が可能となることで高い磁束密度を得る方法が使われてる．プラズマは固体密度程度の 1022 個 cm−3いる．磁場中ではマクスウェル応力 T が，でも存在するが，固体とは異なる物性を示し，𝑇=現在も研究されている．そのようなプラズマ

𝐵22𝜇0に熱エネルギーと同等以上の磁場エネルギーで径方向に押し広げ，軸方向に縮めるようにを加えた物性研究は，正に未知の物性研究領はたらく．磁場の 2 乗に比例するため，強磁域となる．

場中では非常に強くなり，50T で 1GPa，1.2

100T で 4GPa，1000T では 400GPa にも及従来の強磁場発生方法

同じエネルギーであれば定常磁場よりパルぶ．このマクスウェル応力を超える力で外側ス磁場のほうが大きな磁場を得ることができから圧縮をかけることができれば超強磁場がる．また，パルス磁場の中でも破壊型，非破得られる．

壊型と分類されるが，破壊を許容するもので爆縮法では複雑な測定に向かず，電磁濃縮あればより大きな電流を流すことができ，得法は流せる電流に限界があり，観測系を保っられる磁場も大きくなる．破壊型のパルス磁たままこれ以上の磁場を得ることは困難だっ場発生法ではこれまでに，一巻コイル法，爆た．また，衝撃圧縮法では熱エネルギーの伝縮法，電磁濃縮法といった方法で強磁場を得搬を伴ってしまい，本研究での目的としていてきた．

る，磁場エネルギーが熱エネルギーを超える

これまでの強磁場発生の記録としては，レ状態をつくる妨げとなってしーザー照射時の電子電流による 70000T が最まう．本論文では高強度レーザーによるアブ大であったが，keV 単位の熱が発生すること，レーションを用いて円筒を圧縮し，強磁場を得る方法をとり，実験をおこなった．図 1 のも高強度のものが必要となる．また，円筒タように，ーゲットによる磁場閉じ込めの安定性のため，1. 円筒内部に種磁場を入れるため，円筒の端均一に圧縮するという観点から，照射形状も部にコイルを設置，電流を流し種磁場を発生重要となる．本研究では照射レーザーとしてさせる．

大阪大学レーザーエネルギー学研究センター

2. 円筒外部から高強度レーザーを照射し，アの激光 XII 号を使い，実験をおこなった．激ブレーション圧力で圧縮を行う．

光 XII 号の諸元を表 2 に示す．

3. 磁束を漏らすことなく圧縮できれば超強表 2 激光 XII 号諸元磁場を得ることができる．

レーザーアブレーション圧力は 2 式で表すことができる．
磁場強度の目標は，爆縮法に匹敵する 2000Tとする．レーザーアブレーション法では円筒

ここで Iabs は光強度，λL はレーザーの波軸方向には観測領域が確保されているため，長，Ra はアブレーション半径，Z はイオン他の研究への応用に有用である．種磁場とし価である．2 式に激光 XII 号のパラメータをて 20T の磁場を円筒半径 1/10 に圧縮すれば代入すると，Ra = 0.5mm ならば約 14Mbar

2000T を達成することができる．となり，1 式で表される 2000T でのマクスウ
ェル応力に相当する．ただし，Z = 10 と仮定

2. 実験装置

する．ターゲットの圧縮できる半径は，レー2.1

ザー照射のパルス幅と円筒ターゲットの圧縮

アブレーションレーザー

金属円筒内に磁束を閉じ込めるとき，円筒の半径を r，厚さを d とすると，磁束φ の円速度から決まる．ターゲットの圧縮速度 vimp
は筒への侵入や円筒からの浸出はインダクタン
ス L と抵抗 R の比として決まる時定数 Tcとなり，単純計算で 0.4mm 程度の圧縮が可に支配される．

能である．この計算結果より，ターゲットの初期半径を 0.5mm とするデザインで実験をおこなった．

円筒の内部に閉じ込められる磁束φはこの時2.2定数で指数関数的に減衰する．超強磁場発生

アブレーションに用いる高強度レーザーより，のためには，これよりも短い時間内に圧縮すターゲットの半径が決まった．次に，ターゲる必要があり，アブレーション用のレーザー

ットの内部構造を決定する．本実験でアブレ

ターゲット

ーション圧縮用に用いる激光 XII 号はバンドする必要がある．磁場の透過は表皮厚みで計ル照射であるため，実際のターゲットは図 2.1算され，のような断面形状となる．扇形の空間部分に種磁場を印加し，外側から高強度レーザーでアブレーション圧縮をおこなう．中心部にはで表される．ω は周波数，σ は導電率，μ は石英ファイバーを設置し，プローブ光のファ透磁率である．シミュレーションから円筒タラデー効果の測定により磁場を測定する．こーゲットを圧縮するのにかかる時間をおよそのとき，アブレーションの際の外側フォイル

4ns とし，有効周波数は 100MHz とした．

からの輻射によりファイバーにダメージが入透磁率は真空中の透磁率μ0 とした．

るのを防止するための保護層をファイバーの巻き数 N のコイルに I の電流が流れている周囲に設置した．保護層がない場合は図 2.2

ときのコイルの中心における磁場 B0 と電流のようにファイバーにダメージが入り測定すI の関係は，内径半径 a，外側の半径 aα，軸ることができない．

方向の長さ 2aβ として，と表される．中心軸上で中心から z = aζ だ
け離れた点における磁場 B(ζ) はで表される．ターゲットの位置はコイル中心
図 2.1

ターゲットモデルから軸方向に約 2mm 離れているため，ターゲット中心で種磁場強度 20T を達成するた
めには約 39kA の電流が流れる必要がある．
2.4

電源

種磁場発生コイルに電流を流す電源は，コイルとのインピーダンス整合をする必要がある．
設計デザインからコイルのインピーダンスはになるため，電源側のインピーダンスも1Ω
図 2.2
2.3

保護なし時のプローブ

種磁場コイルとなるように設計しなければならない．電流の最大値もターゲットの直近に設置する種磁場発生コイルは，巻き数 8 回，幅 2.5mm，内径 2mm，外径 11mm のスパイラルコイルとした．

で決まることから重要性がわかる．C は電源

ターゲットを圧縮する前は片端に設置したコ（コンデンサーバンク）のキャパシタンス，Lイルから発生する磁場は透過し，20T を維持

はコイルと電源を含めた全体のインダクタン

ス，V0 は印加電圧である．電源はコンデンた検光子を通して検出器で測定するとき，検サバンクに蓄えられたエネルギーを高速な立光子を出たあとの光の強度I は，ち上がり時間で扱う必要がある．そのため，
本研究ではレーザー光をトリガーとしたスパと表され，磁場の増加とともに振動的に変化ークギャップスイッチ(Laser Trigger Spark

する．ここでI0 は光の強度，α は試料を通Gap: LTSG) を用いた．

す前後の2つの偏光角度の差である．

2.5

強磁場測定

磁場を測定する方法として，電磁誘導のような基本的な電磁気に基づく物理現象を用いる直接的測定と，ホール効果，磁気抵抗，共鳴現象，ファラデー効果のような磁場に応じ3. 実験て変化する物性を測定する間接的測定に大別

前述の通り，これまでに行なってきた実験のされる．直接的測定は，信号の絶対値によっターゲットは，プローブ光を残したものが取て測定されるため，ピックアップコイルの形れなかった．その原因であると考えられる，状や測定計の感度などの正確な較正が必要で加速フォイル内部からの輻射によるダメージ，ある．また，間接的測定は素子による特性のレーザー強度の不均一性から起こる加速フォ差，温度変化や経時変化に注意する必要があイルの欠損を防ぐための対策をおこなった．

る．

まず，輻射によるダメージを軽減させるため

本実験では石英ファイバーを回転素子としの対策を考えた．そこで，ターゲットの加速て用いるファラデー効果の測定により，磁場フォイルをAl15μm と固定し，保護層としてを測定する．ファイバーの一様性や，ターゲAu を用いたショットを厚さを変化させておットはアブレーションのショット毎に交換すこなった．Au 保護層1μm では保護しきれるため，経時変化を無視できることから，こなかったプローブ光 が，10μm では最後まの方法が最適であると考えた．

で残存した．

ファラデー回転は，物質中を磁場と同方向に直線偏光した光が進行するとき，その偏光の方向が光の進行とともに回転するという現象で，その回転の角度θ は試料の厚さd と磁場H を用いて，と表される．ここで，V は比例定数でヴェルデ(Verdet) 定数と呼ばれる，光の波長と物質による定数である．
図2.9 のように偏光器で直線偏光した光を磁場中の試料の中に通し，その後ろに置かれこのことから，1μmと10μmの間にプローブ保護のための閾値が存在することが確認さ次に，プローブ光のファラデー回転を計測し，れた．しかし，Au の表皮厚みは7.8μm と浅圧縮された磁場の大きさを計算する．図3.6，

く，磁場を遮蔽してしまうため，ファイバー

図3.7 はターゲットとその時のプローブ光の側で磁場の測定ができない．そこで，保護層強度変化を表している．

として高抵抗素材を用いることで，表皮厚みを深く，かつ同程度の質量による保護が可能となる．今回はNiCr を使用することでこの問題を解決した．次に加速フォイルについても，レーザー強度の不均一性からの欠損を防止するため，耐熱性の高い素材が必要となった．加速フォイルにはTi を使用することでAl の2800 度の融点からTi3600 度まで耐熱性を引き上げられる．このターゲットモデルで圧縮が均一におこなわれているかどうかを確認する必要が出てきた．
図3.5 左は圧縮をおこなう前のターゲットの断面の写真で，測定系に組み込み，プローブ光を通したものを図3.5 中央に示す．圧縮
前は，磁場空間部，測定用ファイバーともプローブ光が全体に通っている．さらに，激光

図 において，破線及び点線はターゲットをXII 号によるアブレーションショット中のフ通したプローブ光の強度を各偏光ごとに取っレーミングカメラによるターゲット断面の観たものである．また，偏光強度比lp − ls/lp + ls

測結果も図3.5 にしめされる．外側のフォイを実線で表した．アブレーションレーザーのルがアブレーション圧力により内側へ押され，タイミングはそれぞれの図において影になっまた，内側の保護層も輻射により膨張するこている部分の境界にあたる．アブレーションとで磁場空間が狭められている様子がわかる．

圧縮が始まると，一方の偏光の強度は大きくこの像からターゲットは径方向に均一に圧縮減尐する様子がわかる．また，その後偏光強されており，フォイルの欠損による形状の歪度比が複数回の振動的な変化を伴いながら減みが見られないことが実証されたため，磁場尐していった．

発生実験に移る．

ここで，この偏光強度比の振動的な変化について検証した．アブレーションによるターゲットの圧縮はシミュレーション通りなら4ns程度の時間が必要であり，このように1ns 程度の短時間での変化から磁場を見積もるのは難しい．そこで，ターゲットの形状を図3.10(a)のようにし，種磁場を印加する空間を広く取ることとした．大まかな計算ではあるが，空ーションとの，磁場強度の時間変化，ターゲ間部分を大きく取ることにより，と，大きなット半径の時間変化について比較する．図

磁場圧縮率が期待できる．図3.10(b) は，この3.12 に，両者の比較を示す．圧縮初期では実大きな断面積を持ったターゲットでのそれぞ験のほうが圧縮が早く進行しているが，最終れの偏光及びその強度比である．図3.6，3.7

圧縮率並びに最高磁場強度はほぼ設計通りにと同様，1ns 程度の細かい周期のほか，およおこなわれている．初期での不一致には，加そ4ns かけての大きな変動がある．これはシ速フォイルのアブレーションプラズマのばらミュレーションと比較しても適当な変動であつき，ターゲットの拡大化によるレーザー照り，レーザーアブレーションによる圧縮磁場射面の効率等が挙げられる．

として見積もるのに妥当だと考えた．1ns 程
度の細かい時間での振動は，アブレーションレーザーによる加速フォイルからの衝撃波によるものと推測される.この衝撃波は，固定部であるSUS にも反射し，二次, 三次と複合的な状態になり，何度も変化しているように見えている．また, ターゲットの個体差から，参考文献

石英ファイバーと保護層の間の距離が短いと，[1] U. Wagner, M. Tatarakis, A. Gopal, F. N. Beg, E. L.

二次輻射等の影響で，保護層がないときと同Clark, A. E. Dangor, R. G. Evans,M. G. Haines, S. P. D.

様にプローブ光が遮られてしまうということ

Mangles, P. A. Norreys, M.-S. Wei, M. Zepf, and K.

も確認された. この偏光強度比の遷移から，Krushelnick:Laboratory measurements of 0.7 GG

レーザータイミングである3ns から7.5ns まmagnetic fields generated during high-intensity

で空間部分のアブレーション圧縮が続き，そlaserinteractions with dense plasmas, Phys. Rev. E 70,

こで強められた磁場のマクスウェル応力がア026401 (2004)

ブレーション圧力を超え，ターンアラウンド[2] O. Portugall, N. Puhlmann, H.-U. Mller, M.と呼ばれる，空間部の膨張が始まる．それをBarczewski, I. Stolpe and M. von示すように7.5ns 以降の偏光強度比は反転さ

Ortenberg:Megagauss magnetic field generation in

せたような変化を示している．ファイバーのsingle-turn coils: new frontiers for scientific

ヴェルデ定数を2.92 ◦/T·cm とし，アブレーシ

experiments,J. Phys. D 32 (1999) 2354

ョンレーザーの照射径0.5mm がそのまま圧[3] A. I. Bykov et al.: Phisica B 294-295 (2001) 574

縮されたと仮定すると，磁場強度は817T に[5] O. V. Gotchev, P.Y. Chang, J. P. Knauer, D. D.

相当する．磁場強度の時間変化は図のように

Meyerhofer, O. Polomarov, J. Frenje,C. K. Li, M. J.-E.

なっている．圧縮終盤ではアブレーション圧

Manuel, R. D. Petrasso, J. R. Rygg, F. H. Se´guin, and力とマクスウェル応力の差が小さくなること

R. Betti: Laser-Driven Magnetic-Flux Compression inや，プラズマ密度が高くなることによる圧縮

High-Energy-Density Plasmas, Phys. Rev. Lett.

速度の減速から，磁場変化が小さくなる様子

103,215004 (2009)も確認できた．ここで，HYADES シミュレ

[6] 三浦登:強磁場の発生と応用, 共立出版(2008)