トピックス
放射光による原子のコヒーレント制御
金安達夫
九州シンクロトロン光研究センター
分子科学研究所〒8410005 佐賀県鳥栖市弥生が丘 87〒4448585 愛知県岡崎市明大寺町字西郷中38

彦坂泰正
富山大学

教養教育院

〒9300194 富山県富山市杉谷2630

加藤政博
広島大学

放射光科学研究センター

分子科学研究所

要 旨〒7398526 広島県東広島市鏡山 2313〒4448585 愛知県岡崎市明大寺町字西郷中38

電子蓄積リングの直線部に配した二台のアンジュレータを用いて，極端紫外領域における原子のコヒーレント制御に成功した。コヒーレント制御は物質の波動関数を光で操作する技術であり，これまでは極めて高精度に制御されたレーザーでのみ可能と考えられてきた。本稿では我々が考案した放射光によるコヒーレント制御法と UVSOR で行った実証実験を紹介する。

励起を生かした新たなコヒーレント制御の応用が生み出さ

1. はじめにれるかもしれない。一方，短波長化はフェムト秒以下の時

光電場波形を高度に制御した光を用いると，物質の波動間幅を持つ超短パルスの生成も可能とするため，制御対象

関数を能動的に操作して量子状態を制御することが出来の時間スケールもアト秒領域へと拡張でき，より高速な現る。このような物質制御はコヒーレント制御や量子状態制

象も制御できるようになるだろう。

御と呼ばれ， 1980 年代後半に光化学反応の制御を目的と近年，光源技術の発展により XUV 領域でのコヒーレン

してその理論が提唱された1)。この提唱から時をおかず，

ト制御が実際に報告され始めた。このブレークスルーを実1990 年代になると早くも気相の原子分子に対して様々な現した光源技術は二つあり，そのひとつはシード型自由電

コヒーレント制御が実現され始めた。典型的な例として子レーザー，もうひとつは高次高調波レーザーである。

は，二色の準連続レーザー光や同一波形のダブルパルスを

2016年にイタリアの FERMI で，二色の XUV パルスペア

使った原子の励起確率24) や光電子の角度分布5) の制御，を使 った ネオ ン原子 の光 電子角 度分布 の制 御が行 われ分子における解離反応68) の制御などが挙げられる。さらた14) 。この実験では，シーディングによって光電場波形に， 1990 年代以降のレーザー光源や光操作技術の目覚まが安定した二色の XUV パルスを発振させ，それらの相対しい発展に歩調を合わせ，コヒーレント制御の技術は高度

位相を電子ビーム軌道の調整によりアト秒オーダーで制御化するとともに，研究対象も気相の原子分子から液体や固している。この実験と同年に，Nabekawa らは高次高調波

体へと急速に拡大してきている913)。

レーザーによる XUV アト秒パルスのペアを使って，水素

この 30 年間の研究の進展によって，今日では可視・紫分子の光解離をサブ 10 フェムト秒の時間スケールで高速

外域のレーザーによる気相の原子分子についてのコヒーレ制御することに成功している15) 。この実験では，ダブルント制御は確立の域に近づいている。実験技術としては，パルス化と遅延時間の操作のためにミラーを用いたレー光が持つ波としての性質を如何に上手く操るかということ

ザー高次高調波の波面分割が用いられた。同様の実験手法につきるが，この手法を真空紫外より短い波長領域で使うは，原子分子内の電子波束の時間発展をフェムト秒からアことは出来ないだろうか。コヒーレント制御の短波長化

ト秒域で観測する研究1618)でも利用されている。

は，制御対象の拡大と高速化を一挙にもたらす可能性があ

このように，シード型自由電子レーザーや高次高調波のる。例えば極端紫外（ XUV ）領域まで拡張すれば，これ利用によって XUV 領域のコヒーレント制御が実現されまでは比較的束縛エネルギーが小さい原子種に限られていた。しかし，いずれの利用においても非常に高度な光源技

た電子波束の制御を様々な物質に対して展開できることに術が必要であるため，現段階では XUV 領域のコヒーレンなる。さらに X 線領域まで到達すれば，内殻電子の制御

ト制御は極めて先鋭的な実験と言える。また，これらの光が浮かび上がる。これにより， X 線による元素選択的な源のさらなる短波長化には技術的な困難が伴う。シード型

放射光 Sept. 2020 Vol.33 No.5 ● 327(C) 2020 The Japanese Society for Synchrotron Radiation Research自由電子レーザーにおいては，光学レーザーを利用した述べる。 Fig. 1 にダブルパルスと相互作用する原子を模式

シ ー ド で の短 波 長 化 に は 限 界 が あ り ， X 線 領 域 で の コ的に示した。複数の固有状態をカバーするほどバンド幅がヒーレント制御にはセルフシード19,20)のダブルパルスへの広い，言い換えれば波の継続時間が短いパルス光での原子応用など更なる技術開発が必要になると思われる。高次高の励起を考えてみよう。このとき，励起状態は固有状態の調波の利用においても，ミラーによるダブルパルスの遅延

コヒーレントな重ね合わせ（電子波束）として表される。

時間の操作は短波長になるほど位置精度の要求が厳しくな

ダブルパルスとの相互作用であれば電子波束は時間差 t をる。

置いて原子内に二つ作られる。そのため，最終的に形成さ最近，我々は放射光によるコヒーレント制御を着想し，れる電子波束は，

ヘリウム原子の光励起を対象として XUV 領域での実証実験に成功した21,22)。我々が考案した方法の利点は，既存の|ce(t）〉∑e－ivkt ak(1)|ek〉＋∑e－ivkt ak(2)|ek〉

加速器技術の枠組みで短波長のコヒーレント制御を簡便にkk＝∑k e－ivkt ak(1)(1＋eivkt)|ek〉

行えることにある。用いる光源は一般的な蓄積リングにイ( 1)ンストールされた普通のアンジュレータであり，二台を直列に配したこと以外は標準的な光源装置である。アンジュと表される。ここで，光電場の振幅は十分小さく，基底状

レータ放射の光電場波形は，アンジュレータの磁石周期や態の振幅の変化や多光子過程の寄与は無視できるとした。

配列を調整すれば自由にデザインでき，波長域についても

vk は基底状態からの遷移周波数である。また ak(1), ak(2)X 線領域への拡張に原理的な制約はない。二台のアンジ

はそれぞれ一つ目，二つ目のパルスによる確率振幅であュレータによりダブルパルス形状の光電場が形成されるり，両者は位相が異なるだけで絶対値は等しい。式(1)をが，その時間間隔は一般的な加速器技術によりアト秒オー

眺めると，遅延時間 t を調整することにより波束の干渉をダーで制御できる。このようなアンジュレータ放射の特徴

操作できることがわかる。このとき，波束を構成するあるを上手く使いこなすことにより，XUV 領域でのコヒーレ

固有状態の population は，ント制御を今回実現した。このコヒーレント制御手法は，
nk＝|〈ek│ce(t)〉|2＝2|ak(1)|2(1＋cos vkt)

放射光の新たな実験技術として多くの研究分野で今後活用( 2)できる可能性がある。本稿では，まず我々が利用したコ
ヒーレント制御の手法（波束干渉法）とそれへの放射光源と求 まる 。遅 延時間 を掃 引すれ ば，こ の遷 移周波 数のの適用をなるべく平易に解説し，その後，ヘリウム原子を

population が正弦波状に変化することが分かる。つまり遅使った放射光によるコヒーレント制御の実証実験を紹介す

延時間を適切に選べば，狙いとする量子状態の population

る。

を制御することができるわけである。ただし，可視光でも光周期は数フェムト秒であるから，少なくともサブフェム

2. 放射光によるコヒーレント制御
2.1

波束干渉法

ト秒のオーダーで遅延時間を操作しなければ，目的とする量子状態への励起を制御することはできない。XUV 領域
ならば光周期は 100 as 程度になるので，遅延時間をアト

我々が行った放射光によるコヒーレント制御では，波束秒オーダーで精密に操作する技術が不可欠となる。なお本

干渉法（Wave Packet Interferometry: WPI）と呼ばれる

稿では原子の電子波束のみを扱うが，波束干渉を起こすこ

同一波形のダブルパルスを使う制御手法11,12)を用いた。ことができる量子状態は様々である。たとえば，原子に比べの手法では，ダブルパルスの間の遅延時間を制御のためのてコヒーレンスの緩和が顕著な分子系に対しても，波束干パラメータとして用いる。この波束干渉法の原理を簡単に渉法によって振動波束の極めて精密な干渉制御が実現されている12)。

2.2

放射光源を用いた波束干渉法

可視・紫外域のレーザー光ならば，ハーフミラーで分割すれば同じ波形のダブルパルスは比較的簡単に得られるが，放射光源でも似たような光パルスを作れないだろうか

じつは 40 年近く前に考案された加速器光源技術を使えば，コヒーレント制御に適したダブルパルスを簡単に
Fig. 1(Color online) Schematic illustration of the wave packet interferometry scheme. (a) Pulse pair separated by the delay
time t interacts with an atom. (b) Energy level diagram of
the atomic system. The atom is excited from a ground state
into two sets of coherently superimposed excited states.

328 ● 放射光 Sept. 2020 Vol.33 No.5得られる。それが二台のアンジュレータとその中間にある
位相子（Phase shifter）から構成されるタンデムアンジュ
レータである（ Fig. 2a ）。このシステムは，可変偏光クロスアンジュレータ23) や自由電子レーザー用の光学クライ

トピックス ■ 放射光による原子のコヒーレント制御

ストロン24)として良く知られている。

次に，もう少し現実に即した解釈へと発展させよう。上この光源を使うとどのような波形の電磁波が得られるだ

述の議論はバンチ内の電子密度が十分低ければそのまま適ろうか。タンデムアンジュレータを通過する単一電子の放用できるが，実際の放射光利用の条件ではバンチを構成す

射波形を考えてみよう。アンジュレータは二台とも同一とる多数の電子からの放射が空間的に重なり合うことは避け

して磁石周期は N 回とすると，電子は上流側のアンジュられない。したがって単一原子は多数の放射波束ペアと相レータで N 回の蛇行運動をして N サイクルだけ振動する

互作用することになり，原子内には多数の電子波束ペアが電磁波（本稿では“放射”波束と呼ぶ）を発する。下流の形成される。しかしながら，この場合には異なる放射波束

アンジュレータでも同様だから，結局タンデムアンジュの寄与は相対位相の乱雑さによって打ち消され，観測量にレータを通過する電子は， Fig. 2b に示すように N サイク

は個々の電子が発する放射波束ペアの性質だけが残るので

ルの放射波束のペアを発することになる。ダブルパルスのある25)。なお，どちらの解釈でも式(2)と同じ結果が得ら間の遅延時間を増加させるためには，アンジュレータ間にれるし，実験結果を説明することも出来る。

設置された位相子で電子を少しだけ蛇行させればよい。説明は省略するが，相対論的速度の電子を扱う限り，位相子の磁場を調整して遅延時間をアト秒オーダーで操作することは難しくない。つまりタンデムアンジュレータを使え
ば，遅延時間がアト秒精度で制御され，かつ光電場の波形

3. ヘリウム原子のコヒーレント制御
3.1

実験の概要

実験は分子科学研究所の放射光施設 UVSOR の光源開も良くデザインされた放射波束のペアが簡単に得られるの発用ビームライン BL1U で行った。ヘリウム原子の光励である。

起（1s→np; n3）を制御対象とし，二種類の制御実験を

実際の放射光源の利用では，単一の電子ではなく電子バ行った。ひとつは水平直線偏光の放射波束ペアを用いたンチからの放射を用いることになる（ Fig. 2c ）。それでもpopulation 制御21)であり，もうひとつは左右円偏光の放射放射波束ペアの性質をそのままコヒーレント制御に使える

波束ペアを使った alignment 制御22)である。どちらの制御のか，という疑問が生じるかもしれない。これは波束干渉実験においても遅延時間の関数として励起状態の生成量を法による量子状態制御では問題にならない。一般的な放射観測した。

光源用の蓄積リングで電子バンチがタンデムアンジュレー

実験装置の概要を Fig. 3a に示す。光源は直列に配置さタを通過することを前提として，まず大雑把な説明を試み

れ た二 台の APPLE II 型 アン ジ ュレ ータ （磁 石周 期 88る。よく知られているように，電子バンチからの放射パルスの長さは 100 ps 程度である。バンチ内の電子は乱雑に分布しているため， Fig. 2c に示したようにこの 100 ps のパルスの中にはバンチを構成する個々の電子が発した放射波束のペアが無秩序に含まれていると見なせる。ここで，放射波束の相対位相は揃っていないが，光電場波形は同じである。つまり単一原子が放射波束ペアの一つと相互作用すると見れば，原子と電磁場との相互作用はレーザーのダ
ブルパルスの場合と同等となる。

Fig. 3Fig. 2(Color online) (a) Schematic view of the tandem undulator
conˆguration. (b) Waveform of the radiation from an electron passing through the tandem undulator. (c) Waveformof the radiation from a bunch of electrons.

(Color online) (a) Experimental setup for coherent control
in the photoexcitation of helium atoms. The tandem undulator consists of two APPLEII undulators and each relativistic electron in the bunch emits a pair of 10cycle XUV radiation wave packets. The delay time between the wave packets
is controlled by the phase shifter magnet between the two undulators. The undulator radiation interacts with a helium gas
beam and ‰uorescence photons are detected by the photomultiplier tube. Helium atom is excited by a pair of (b)horizontally and (c) circularly polarized radiation wave
packets in the population and alignment control, respectively. The undulators are set to provide the pair of left-circularpolarization (LCP) and right-circular polarization (RCP)
wave packets in the alignment control.

放射光 Sept. 2020 Vol.33 No.5 ● 329

Fig. 4

(Color online) (a) Experimental scheme of the population control. The helium atom is excited into the 1snp superposition states by the pair of horizontally polarized XUV radiation wave packets. Fluorescence intensities aremeasured as a function of the time delay between the radiation wave packets21). (b) Total ‰uorescence in the visible and ultraviolet regions. (c) Contributions from the 1snp excited states of n＝46.

mm，周期数10）である。アンジュレータ放射の基本波の（ Fig. 4b, c の時間原点）でも放射波束ペアには 2 fs 秒程度

中心波長をヘリウム原子の 1s → 6p 励起に合わせて約 52の遅延時間が生じる。そのため，Fig. 4b, c の横軸はその 2

nm （光周期はおよそ 170 as ）へ設定した。そのバンド幅

fs 秒程度からの遅延時間の増加量を表している。

は10程度であるため，Fig. 4a に示すように n＝3 以上のFig. 4b の蛍光収量の測定結果を見ると，およそ 170 as

1snp 状態への励起がカバーされる。タンデムアンジュ

周期で振動し，さらに 4 fs 程度の周期での緩やかな振動

レータを通過する電子は 10 サイクルの放射波束のペアをが重畳されていることが分かる。この結果は，タンデムア

発する。二種類の制御実験における放射波形の様子を Fig.

ンジュレータで得られる放射波束ペアによって，電子波束

3b, c に示した。アンジュレータの間には位相子が設置さの干渉が引き起こされていることを示している。 170 as

れており，放射波束ペアの遅延時間をアト秒精度で調整で秒程度の速い振動は，複数の励起状態の遷移周波数の中心きる。放射波形を保つために，分光器は使わずにアンジュ

値に相当する。一方，4 fs 程度の比較的遅い振動は，励起レータ放射を実験チェンバーへ導いている。ヘリウム原子

状態ごとに遷移周波数が異なることで生じるビートであの励起状態の生成量は，可視域の蛍光収量（ 1snp → 1s2s

る。観測されたビートの構造は，電子波束の時間発展を古蛍光緩和）を観測することでモニターした。このとき，バ

典的な軌道運動と捉える解釈が直感的に理解しやす

ンド パスフ ィル ターを 切り 替える ことで ，観 測対 象のい3,4) 。すなわち原子が放射波束ペアと段階的に相互作用

1snp 状態を弁別することが可能である。

する場合，最初に発生した電子波束が時間発展して初期位置に戻ってきたタイミングで二つ目の電子波束が生じれ

3.2

Population 制御

ば，二つの電子波束の空間的な重なりが大きい。このタイ

この実験では水平直線偏光の放射波束ペアをヘリウム原

ミング近辺に遅延時間を調整すれば干渉による振幅の変化

子へ照射する。Fig. 4a に示すように，放射波束ペアとの相が顕著となる（遅延時間 0 または 4 fs 付近）。一方，二つ互作用によって，ヘリウム原子には n ＝ 3 以上の 1snp 状の電子波束が空間的に離れていれば逆の傾向となる（遅延態を重ね合わせた電子波束のペアが生成される。放射光に時間 2 fs 付近）。ただし，実際に観測されたビート構造

よる電子波束の干渉を検証するため，まず，バンドパスフ

は，励起断面積と蛍光緩和の分岐比および実験条件（アンィルターを使わずに可視域の全蛍光収量を遅延時間の関数

ジュレータスペクトル分布，光電子増倍管の検出効率）のとして測定した（ Fig. 4b ）。アンジュレータ内で電子が光影響も受けている。

に追い越される効果によって，位相子がゼロ磁場の場合

前節で示したように，個々の固有状態に着目すれば，そ光のスリッページと呼ばれる効果。電子はアンジュレータ内で蛇行運動することで，自身が発した電磁波から徐々に遅れていく。基本波の場合，磁場一周期ごとに一放射波長だけ遅れる。そのため，アンジュレータを通過した直後には電子は自らが発した放射波束の最後尾に位置することになる。本研
究の場合，スリッページによっておよそ 1.7 fs の遅延時間が生じる。さらに二台のアンジュレータ間のドリフトスペース
でも放射波束に対する電子の遅れが生じるため，放射波束ペアの遅延時間は最小で 2 fs 程度となる。

るは ずで ある 。そこ でバ ンドパ スフィ ルタ ーを使 っての population は遅延時間の関数として正弦波状に変化す

330 ● 放射光 Sept. 2020 Vol.33 No.5

1snp 状態（ n ＝46）の生成量を個別に測定したところ，Fig. 4c に示したように正弦波状の強度変化が明瞭に観測できた。励起状態ごとに遷移周波数が異なるために，遅延時間の増加によって振動の位相が徐々にずれていく様子が見て取れる。そのため，ある遅延時間に着目すれば，そこでの各励起状態の生成比は励起断面積比とは異なったものとトピックス ■ 放射光による原子のコヒーレント制御なっている。たとえば， Fig. 5 に示したように，遅延時間合わされた状態が生成される。遅延時間を操作することにが 80 as では n ＝ 4 6 の励起状態はいずれも多く生成されよりその干渉を制御できることになるが，これを原子の電ているが， 165 as ではそれらの生成は抑制されている。

子軌道の観点から考察してみよう。最初に左回り円偏光とまた，特定の励起状態だけその生成を強調あるいは抑制すの相互作用によって励起状態は p＋ 軌道の確率振幅を持ることも可能である。遅延時間 1515 as と 1590 as を比べつ。次にある遅延時間で右回り円偏光と相互作用すること

ると， 1s4p 状態を選択的に操作できていることがわかる

で， p－ 軌道の確率振幅がコヒーレントに重ね合わされだろ う。す なわ ち，遅 延時 間の操 作によ り量 子状 態のる。このとき波動関数の空間分布の角度依存性は，

population 制御を実現することができた。

3.3

Alignment 制御( vt2 )|－Y1＋1(u, q)＋e＋ivtY1－1(u, q)|2∝sin2 u cos2 q－

アンジュレータを円偏光に設定し，左回りと右回りの円( 3)

偏光の放射波束ペアをヘリウム原子へ照射した。Fig. 6a に制御法を模式的に示す。放射波束ペアとの相互作用によっとなる。ここで，v は基底状態から 1s6p 状態への遷移周て実際には n＝ 3 以上の励起状態が重ね合わされるが，こ

波数，Y1±1(u, q）は球面調和関数である。すなわち，xy

こでは説明を簡略化して 1s6p 状態だけを取り上げる。ヘ平面内のある方向に傾いた p 軌道が生成することになる。

リウム原子と円偏光ペアとの相互作用によって， 1s6p 状

円偏光ペアの遅延時間を操作すれば，その p 軌道の傾き

態の二つの磁気副準位（Mj＝±1）がコヒーレントに重ね（方位角）を制御できることがわかる。
Fig. 6b に遅延時間の関数として測定した蛍光収量を示す。蛍光検出器は鉛直方向（y 軸上）に置き，バンドパス
フィルターにより 1s6p 状態からの蛍光のみを弁別して観測した。測定結果には 1s6p 状態の遷移周波数に相当する
約170 as 周期での振動が見られる。これを alignment 制御の観点で解釈してみよう。式(3)に示されるように，遅延時間を連続的に変えていけば，重ね合わせによってできた
p 軌道の方位角は回転する。その回転の周波数は遷移周波数の半分となる。生成した p 軌道の失活で s 軌道へ双極子
遷移するとき，蛍光は軌道の傾きに直交する方向を中心として放出される。遅延時間と軌道の傾きおよび蛍光の放出方向の関係を Fig. 6b の上段パネルに図示した。したがって，遅延時間を変化させると遷移周波数での正弦波振動がFig. 5(Color online) Populations of 1snp states at four diŠerent
time delays between the radiation wave packets21).

Fig. 6生じることになる。実験結果はこのモデルでよく再現できており，円偏光を使うことによって量子状態の alignment(Color online) (a) Experimental scheme of the alignment control. The helium atom is excited into the 1s6p superposition state which consists of the Mj＝±1 substates associated with the ˆrst (LCP) and second (RCP) partsof the wave packet pair. (b) Fluorescence yield measured as a function of the delay time. The gray circles aremeasured data and the red line shows the theoretical curve. Polar plots of the aligned 6p orbital (blue) and dipole
emission pattern (red) in the xy plane are also shown in top panels (cf).

放射光 Sept. 2020 Vol.33 No.5 ● 331

を制御できることが分かった。

御という新たな研究分野がいずれ開拓されるのは間違い無い。そこではこれら特性の異なる光源を制御の用途に応じ

3.4

時間分解能

て相補的に活用していくことが肝要となるであろう。

最後に遅延時間設定の時間分解能について簡単に触れておこう。今回示したコヒーレント制御実験における蛍光収謝辞

量の周期変動のコントラストは理想的な条件では 1 とな

本稿で紹介したコヒーレント制御実験は岩山洋士助教るはずであるが，実際には0.6～0.8程度であった。このコ（分子科学研究所），藤本將輝助教（分子科学研究所）とのントラストの低下は遅延時間設定の時間分解能を反映して共同研究として行われました。また本研究は科学研究費補いる。この時間分解能の形状としてガウス関数を仮定して助金（17H01075, 18K03489, 18K11945）および自然科学

簡単な計算を行ったところ，時間分解能は水平偏光の実験研究機構新分野創生センター先端光科学研究分野プロジェ

で20 as（1s）程度，円偏光を使った実験で26 as（1s）程クト（01211906）の支援を受けて行われました。UVSOR

度と求まった。アンジュレータ放射を起こす個々の電子のBL1U は文部科学省量子ビーム基盤技術開発プログラムの運動状態のばらつきがこの時間分解能の要因となるが，補助を得て建設されたものです。

UVSOR の電子ビームのパラメータからは 10 as の時間分

参考文献

解能が原理的な限界として推定される。この原理的な制約には，電子ビームのエミッタンスが支配的である。一方，

1)

我々の実験ではその他の要因（二台のアンジュレータからの放射の空間重なり等）もコントラストの低下に寄与しているものと考えられる。

4. まとめと展望

2)
3)
4)
5)

本稿ではタンデムアンジュレータを使ったコヒーレント制御法とそれを用いた XUV 領域のコヒーレント制御の実
証実験を紹介した。タンデムアンジュレータが発する放射6)7)波束ペアの遅延時間をアト秒オーダーで調整することで，ヘリウム原子の励起状態の生成量や電子軌道の傾きを自在8)に操作できることが実証された。

9)

本手法の利点は，既存の加速器光源技術の枠組みで，真空紫外より短い波長域でのコヒーレント制御を簡便に行えることである。原理的には波長や光電場サイクル数の設定に制限はなく，またアンジュレータの磁石周期や配列を制御目的に応じて最適化することもできる。本手法を XUV領域からさらに短波長化する際には，現実的には遅延時間の分解能が電子ビームの性能で制限されることが問題とな

10)
11)
12)
13)
14)
15)

るが，現在の UVSOR の光源性能でも軟 X 線領域までならば，我々の手法で十分なコヒーレント制御実験が可能と16)見積もっている。また最新の低エミッタンス光源と測定側でのピンホール利用等の工夫を組み合わせれば， X 線領
域でのコヒーレント制御も十分に視野に入るだろう。その17)

一方で，量子干渉により高いコントラストが求められるケースでは回折限界光源の利用が望ましい。

18)

今後，真空紫外から X 線までの広い波長範囲で様々な物質系への本手法の適用が期待される。一方，多光子励起を利用した多彩な制御には自由電子レーザーや高次高調波が必要であり，これらの光源を用いれば本手法では望めないフェムト秒レーザーとの同期を利用した制御26,27)も可能である。現在の放射光，自由電子レーザー，高次高調波の光源技術の進歩の速さを考えれば， X 線コヒーレント制

332 ● 放射光 Sept. 2020 Vol.33 No.5

19)
20)
21)
22)
23)

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Y. Hikosaka, T. Kaneyasu, M. Fujimoto, H. Iwayama and
M. Katoh: Nat. Commun. 10, 4988 (2019).
T. Kaneyasu, Y. Hikosaka, M. Fujimoto, H. Iwayama and
M. Katoh: Phys. Rev. Lett. 123, 233401 (2019).
K. Je Kim: Nucl. Instrum. Methods 219, 425 (1984).

トピックス ■ 放射光による原子のコヒーレント制御

P. Elleaume: J. Phys. 44, 333 (1983).
T. Kaneyasu, Y. Hikosaka, M. Fujimoto, H. Iwayama and
M. Katoh: New J. Phys. 22, 083062 (2020).
26) P. Ranitovic et al.: PNAS 111, 912 (2014).

24)
25)

27)

C. W. Hogle, X. M. Tong, L. Martin, M. M. Murnane, H. C.
Kapteyn and P. Ranitovic: Phys. Rev. Lett. 115, 173004(2015).

著者紹介
金安達夫

加藤政博

九州シンクロトロン光研究センター 副主任研究員
Email: kaneyasu＠sagals.jp
専門原子分子物理学・加速器科学［略歴］
2004 年東京都立大学大学院理学研究科博士課程修了。博士（理学）。東京大学，分子科学研究所での博士研究員を経て，2008 年より九州シンクロトロン光研究セ
ンター研究員， 2009 年より現職。 2018 
2019年分子科学研究所客員准教授。

広島大学放射光科学研究センター 教授
自然科学研究機構分子科学研究所 特任教
授Email: mkatoh＠hiroshimau.ac.jp
専門加速器・ビーム物理学［略歴］
1986年東京大学大学院中退。博士（理学）。
1986 年高エネルギー物理学研究所助手。
2000 年岡崎国立共同研究機構分子科学研究所助教授。 2004 年同教授。 2020 年より
現職。

彦坂泰正
富山大学教養教育院 教授
Email: hikosaka＠las.utoyama.ac.jp
専門原子分子物理学・分子科学［略歴］
1997 年東京工業大学理工学研究科博士課
程修了，博士（理学）。分子科学研究所，
日本学術振興会，オックスフォード大学，
物質構造科学研究所での博士研究員，分子科学研究所・助手/助教，新潟大学・准教授を経て，2015年より現職。

Coherent control of atoms by synchrotron
radiation
Tatsuo KANEYASUSAGA Light Source, Tosu 8410005, Japan
Institute for Molecular Science, Okazaki 4448585, Japan

Yasumasa HIKOSAKA

Institute of Liberal Arts and Sciences, University of Toyama, Toyama 9300194, Japan

Masahiro KATOH

Hiroshima Synchrotron Radiatin Center, Hiroshima University, HigashiHiroshima 7390046, Japan
Institute for Molecular Science, Okazaki 4448585, Japan

Abstract

We report on a new application of coherence in synchrotron radiation ― the coherent control of
excited state population and alignment. The performance of our scheme is demonstrated by thephotoexcitation of helium atoms in the extreme ultraviolet wavelength region. Our method isbased on the use of the twin undulator for the generation of longitudinally coherent wave packets
with attosecond-controlled spacing, and is extendable to much shorter wavelengths. This new
capability of sychrotron radiation will open up the possibilities of probing and controlling ultrafast
phenomena in a broad range of physics research.

放射光 Sept. 2020 Vol.33 No.5 ● 333