X 線プリズムと干渉計
鈴木芳生
要

旨

財団法人高輝度光科学研究センター，SPring-8〒6795198 兵庫県佐用郡三日月町光都 111

大部分の読者にとっては馴染みのない話であろうが，単純なプリズムを硬 X 線領域の光学素子として用いることが可能である。屈折プリズムの材質として吸収の影響が小さい軽元素からなる素材を用い，プリズム面に浅い視射角で入射させることにより，たとえば波長 1 Å の X 線を0.1度程度まで偏向させることが可能である。この方法で可視光の干渉計に用いられているフレネルのバイプリズムと等価な光学系を構成出来る。こここでは，この硬 X 線用プリズムとその応用例である二光束干渉計による空間コヒーレンスの定量測定および X 線ホログラフィーへの応用について紹介する。

1. はじめに良い。しかしながら，全反射現象が浅い視射角で X 線を照射した場合にのみ起こるように， X 線が比較的浅い視

X 線領域でプリズムが光学素子として成り立つとはな

射角で界面に入射するような条件下では，実際に目に見えかなか考えにくいことであろう。 X 線光学と言うと，もるような屈折現象を観測することが可能である。もっと極っぱら結晶による回折に関する結晶光学を指す場合が多端な例を示せば，結晶による X 線の非対称反射で明示的い。実際，シリコンやダイヤモンド等の単結晶によるブラに界面での屈折効果が現れていることをご存じの方も多い

ッグ反射はもっとも重要な X 線光学技術のひとつではあだろう。

る。しかしながら，非常に浅い視射角で X 線を入射させここでは，屈折を利用した X 線光学素子のひとつであた場合におこる全反射現象も硬 X 線光学系として幅広くるプリズムとその応用例としての二光束 X 線干渉計につ使われている。それ以外の光学系としては人工多層膜反射

いて紹介する。さらに，干渉計の応用として空間コヒーレ

鏡，透過型回折格子やフレネルゾーンプレートも X 線領

ンスの定量測定とホログラフィーに関して詳述する46)。

域で広範囲に使われている光学素子であろう。これに対して，最近では新たに屈折レンズが硬 X 線領域の光学系と2. X 線はプリズムで偏向されるして開発されてきている。

X 線が実際に媒質の界面で全反射されるという事実は，

X 線の反射屈折は基本的に可視光と同じであり，スネ

X 線の界面での反射が屈折現象で理解できることを示し

ルの公式で幾何光学的な光線ベクトル，すなわち屈折角をているのであるが，屈折を利用した透過型の X 線光学素導くことが出来る。

子が実際に考えられたのは比較的最近になってからのようである。屈折光学系としては， 1991 年に宮地氏らによる

cos u1/cos u2＝n2/n1(1 )

最初の屈折レンズの提案があった1)。その後すぐに，実効的な効率から考えて軟 X 線領域では実現不可能なことがここで，Fig. 1 に示すように，u1, u2 はそれぞれの媒質側で指摘されたが2)，高エネルギー領域では屈折レンズが可能の視射角であり，n1, n2 は各々の媒質の屈折率である。通であり，まもなく Snigirev らによりアルミニウムを素材

常の光学の教科書では視射角ではなく入射角を用いて書かとした最初の X 線レンズであるシリンドリカルレンズがれているが，ここでは便宜上この表現を使用しておく。X

作られ，実際に X 線を集光できることが示された3)。
反射鏡と屈折レンズが出来れば，可視光の類推で考えると，プリズムも可能と考えるのが自然である。しかしながら，これまで X 線領域でプリズムを用いた光学系に関してはほとんど報告されていない。今までは， X 線の屈折率がほとんど 1 に近いために，実用的な意味合いでの屈折光学系は不可能と考えられていたようである。もちろん，通常の光学プリズムに可視光と同じように X 線を入射しても巨視的な屈折現象を観測するのは不可能と言ってFig. 1

Refraction of X-ray beam at a boundary of optical media.

放射光 March 2005 Vol.18 No.2 ● 75

(C) 2005 The Japanese Society for Synchrotron Radiation Research線領域での屈折率は，電磁波により媒質中の電子が振動だけ増幅されることになる。こういった条件では X 線にし，二次の電磁波放射を生成する過程で記述できることが対して比較的透明な軽元素を主体とする媒質であっても知られている5)。よく知られているように，硬 X 線の場合

（そのような媒質は大体において，密度も小さく，r～1 程は媒質中の全部の電子を自由電子として見なす近似が有効度である），十分観測可能な大きい偏向角を得ることが出であり，来るのである。たとえば典型的な例として，媒質がグラフ
ァイト（ r＝ 2.2 ），波長 1 Å の条件を考えてみよう。直入

n＝1－l2reN/(2p)(2 )射に近い tan u ＝ 1 の条件では Du ＝ 3 mrad であるのに対し，視射角 2 度では Du ～ 0.1 mrad （＝ 1 / 175 度）に達す

re は 古 典 電 子 半 径 で あ り ， re ＝ e2 / ( 4pe0mc2 ) ＝ 2.82 ×

る。ここで問題になるのはこのような条件で吸収が無視で10－15 m 。また N は単位体積中の電子数である。アボガド

きるかどうかである。炭素の質量吸収係数から見積もられ＝6.02×1023），Z 原子番号，A原子量を用いるグラファイトの線吸収係数は 2.548 cm－1 であるので，

ロ数（NAて，N＝NArZ/A と書ける。Z/A～1/2と近似すると，

視射角 2 度（ tan u ～ 1 / 30 ）の条件で強度が 1 / e になる条件（振幅透過率なら0.61）で考えると，透過可能なビーム

n～1－1.35×10－6 l2r(3)

断面は～130 mm 以上になる。ここで電磁波自身による回折を考えてみると，波長 1 Å の X 線をこのビーム幅（ Wr は媒質の密度である。したがって，X 線に対するすべて＝ 130 mm ）で制限した場合のフランホーファー近似でのの媒質の屈折率は 1（すなわち真空の屈折率）に非常に近回折角は l / W ～ 0.8 mrad である。すなわち，プリズムにいことがわかる。そう考えて，上式に n ～ 1 として代入

よって X 線の自然発散角より遙かに大きい角度で屈折さし，界面における屈折を考えると，せることが可能であり，屈折プリズムが実際に硬 X 線領域で実用になることが理解できるであろう。

cos u1/cos u2～1

(4)

ここで， Du ～ d / tan u1 式の有効限界の問題がある。この式が常に正しいとすると，斜入射の極限で Du が無限大

すなわち， cos u1 ～ cos u2 となり，結果として， u1 ～ u2 とに発散してしまうが，当然このような現象はあり得ない。

なり ， X 線 は屈 折さ れな いと いう結 論が 導か れて しま

これは( 6 )から( 7 )式への移行時の近似に問題があるためう。しかし，ここでもう少し詳しく調べてみると，一般的で， 実際には斜入 射条件では全 反射臨界角であ る u1 ＝な単純化の条件として真空中から媒質に入射する条件を考(2d) より低角領域では反射光だけが観測され，屈折光はえ，d＝1－n2 とおくことにより，n1＝1 なので，スネルの観測できない（この全反射臨界角は式(5 )で u2＝0 とおく

法則はことによって得られる。これより小さい視射角では方程式を満たす u2 が存在しない）。再び式(5 )に戻ってみるとわ

cos u1＝(1－d) cos u2(5)

かるが，u1＞ 2d の入射条件では屈折透過波が存在し，u1＝ ( 2d ) でちょうど u2 ＝ 0 となり，ここで最大の屈折角と書くことが出来る。ここで入射側と出射側の視射角の差

Du＝u1＝ (2d) を与えることが出来る。すなわちプリズム

を偏向角として，Du＝u1－u2 と定義し，で屈折され得る最大角は全反射臨界角に等しい。さっきと同じようにグラファイトを例にとると，波長 1 Å での最

cos u1＝(1－d) cos (u1－Du)(6)大屈折角は1.8 mrad（～0.1度）になる。
以上の説明はプリズムの頂角が 90 度程度であるものをcos (u1－ Du) に関して，Du を十分小さいとしてテーラー

例題として，斜入射条件での議論を進めているが，斜出射展開の第一項だけで近似して，条件でも基本的には同一の議論が成り立つ。ただし，プリ
ズムは完全な意味での stigmatic な光学系ではないため非

cos u1～(1－d)(cos u1＋sin u1Du)(7)

対称ブラッグ反射のようにエミッタンス保存の形式に非対∴(1－d) sin u1Du～d cos u1(8)

称性が存在する。詳細は原論文4) を参照していただきたい。また，単純化のためにここでの議論は主に吸収がない

したがって，

場合を考えているが，屈折角自体には吸収の影響はないので，基本的には上記の考え方で問題はない。

Du～d/tan u1(9)3. 最初のプリズムから干渉縞観測までとなる。すなわち，直入射に近い条件（たとえば tan u1＝

1 ）では屈折角 Du は d と同程度（おおよそ 1 mrad のオー

筆者が最初に目に見える形で X 線の屈折をみたのは PFダー）であるのに対し，斜入射条件では屈折角が 1/tan u1の BL8C2 実験ステーションで1991年の10月 9 日ことであ76 ● 放射光 March 2005 Vol.18 No.2

トピックス ■ X 線プリズムと干渉計った。そのときのマシンタイムでは，全反射集光鏡の評価に，それまで見えていなかった変なスポットを偶然観測し実験をおこなっていたのであるが，その反射鏡は無酸素銅たのがその日であった。詳しく実験してみると，本来の反の切削面を直接反射面として用いたものであった。その反射光ビームの近くに見えるそのビームには次のような特徴

射鏡の構造を Fig. 2 に示す。斜入射反射鏡のアライメントがあった。

をやったことのある方ならすぐに理解していただけると思1.

鏡面による反射ビームが見える入射角度では観測さうが，最初に視射角を調整する際には，Fig. 3 に示すようれないか，されても非常に弱い。反射ビームと同じくにミラーの下流に X 線カメラ等の二次元検出器をおいてらい直接光から離れた位置に出現するが，詳しく比較

反射光と直接光をみながらミラーを回転させ，視射角零度

してみると，反射光より曲がり角は小さい。

の位置を探るのがふつうである。たいていは直接光がいち2.

づいていく）

整を行っている際に（それまでにもう数え切れないほど何回も行っていた定常的な作業である）， Fig. 3 に示すよう反射ビームとは反射面の角度に関して逆の動きをする（視射角を大きくするとビームは直接光の位置に近

ばん大きく見えるところを原点とするものである。この調

3.

反射光と異なりビーム位置が X 線エネルギーに依存する。

ここまでくれば明確である。この反射鏡には傷付き易い無酸素銅の反射面を保護するカバーが Fig. 2 のように付けられていたが，この透明カバーはアクリル樹脂の削り出しで作ってあった。 X 線は本来のミラーではなく，間違えてアクリルのカバーに当たっていたのである。観測していたのはこのアクリルブロックのコーナーが偶然プリズムとして作用したことによる屈折光であった。この偶然は，保護カバーが X 線吸収の小さい軽元素（炭素と水素）素材であったこと，コーナーがフライス加工でかなりよい精度で加工されていたこと，さらに，本来のミラーの反射光を探すためにアクリルカバーの面に極端な斜入射条件で入射さFig. 2

Photograph of the ˆrst X-ray prism. An edge of acrylic resin
plate used for protecting the total re‰ection mirror surface
works as a prism.

Fig. 3

せていたことによるものである。もっとも注意してみれば，全反射ミラーの実験の際に臨界角より大きい角度になった場合，微弱なものではあるが，しばしばミラー端部かObservation of X-ray refraction and re‰ection. Corner of acrylic resin plate works as an X-ray prism. X-ray
wavelength is 1.5 Å. Prism to camera distance is 300 mm. X-ray sensing pickup tube is used as an imaging detector.

放射光 March 2005 Vol.18 No.2 ● 77

らの屈折光は観測されるものであり，けっして珍しい現象ではない。
このような X 線の巨視的な屈折に関する実験結果をそれまでに聞いたことはなかったが，考えてみればあたりまえの現象である。実際，プリズムによる X 線の屈折は X
線の屈折率直接測定の方法として古くから利用されている（しらべた限りの最古の文献は1925年にまで遡れる)8)。しかしながら，ふつうは屈折角が高々数秒程度のため，結晶光学系のコリメータとアナライザーの組み合わせでないと観測できない9)。光学を専門としている者としては，つぎに考えることはひとつしかなかった。“これで干渉縞を観測してみる”である。十分な単色性と平行性（ X 線ビー

Fig. 4

X-ray bi-prism made of single crystal diamond [ref. 10].

Fig. 5

Schematic diagram of Fresnel bi-prism for visible light optics.

ムのコヒーレンス）があれば，直進する X 線ビームとプリズムで屈折された波面との干渉が起こり，干渉縞が観測されるはずである。予定していた実験を中断して，即座に干渉実験を試みた。諸般の条件を考えると少なくとも 3本くらいの干渉縞が見えるはずであったが，実験はみごとに失敗した。その原因は，今となっては確かめる術がないが，ベリリウム窓や分光結晶の表面粗度による波面の乱れが主な原因ではないかと想像している。
その後，この実験のアイデアは自分の中でしばらく凍結されていたが，その間に（たいへん残念なことに）プリズ
ム を 使 っ た 最 初 の 干 渉 計 の 実 験 結 果 が Lang と Make-

peace により1999年に報告されてしまった10)。かれらのプリズムは Fig. 4 に示すような形をしており，二本の角柱になった。このビームラインの第一の特徴は，250 m 長の（図で A, B と示してある）の角を突き合わせた形をしてビームラインという世界で最も長いビームライン（ただいる。これは可視光でフレネルのバイプリズムとして知ら

し，実際には建設途上で理研の 1 km ビームラインに追いれている Fig. 5 の光学系をそのまま X 線領域に置き換えよ

越された）であり，その長さとアンジュレーター光源の輝

うとしたものと思われる（可視光と異なり屈折率が 1 よ

度を生かして，コヒーレント X 線光学の実験が可能になり小さいため，同じ光学系にするためにはプリズムの凹凸るよう設計された。 BL20XU は2001 年10 月から共同利用が逆になる）。しかもこのプリズムは単結晶ダイヤモンドに公開されたが，本当のビームライン立ち上げはその後もで作られており，プリズムのコーナーを正確に加工するの続き，所期の性能に到達したのはその 1 年以上後のことはかなり困難であったと思われる。また，二個のプリズムであった。ともかくビームラインがユーザー公開されて完の頂点を正確にあわせるのは至難の技であったと推察され全とは言えないまでもコヒーレント X 線光学の実験（たる。ほかにも実験上の工夫が数々あり，たとえば，分光結

とえば，回折限界マイクロビームやホログラフィーなど）晶による波面の乱れを回避するために，分光器はプリズムが行えるようになってきていた。ここで再びプリズムを用よりずっと下流の画像検出器（なんと原子核乾板である）

いた干渉実験を試みたい気持ちになっていたちょうどそのの直前においてあり，分光結晶の extinction depth によるとき，偶然市販されている“ X 線プリズム”を見つけた

像のぼけの影響を避けるため，入射面は干渉縞と平行になのである。それは著名な某 DIY ショップで 1 個 260 円でるように配置されている。かれらはこのプリズムを使って売られていたアクリルの立方体である（Fig. 6）。以下に記

ダレスベリーのシンクロトロン放射光源を用いて波長 1 Å

述するすべての実験はこのアクリルブロックをプリズムと前後の硬 X 線で 3 ～ 4 本の干渉縞を観測するのに成功しして用いて行ったものである。

た。かれらのプリズムは複雑な形状をしているが，本来，ホログラフィー実験を定常的に行うことのできるビーム

真空との連続性を考えればバイプリズムの形式に拘る必要ラインと実験装置があればプリズムによる干渉計実験はきはなく， Fig. 1 のような形状で可視光におけるフレネルのわめて容易なものであった。実際に実験を始めてから干渉

バイプリズムと同じ効果を得ることが出来るのは自明であ縞を観測するまでにかかった時間はほんの 1 ～2 時間であろう。

る。実験に必要だったものは，

そ う こう す る うち に ， 筆者 は SPring-8 で新 し い 中尺
ビームラインである BL20XU の設計建設に参加すること

78 ● 放射光 March 2005 Vol.18 No.2

1） コヒーレンス，特に広い空間コヒーレントな領域
2） 高空間分解能画像検出器

トピックス ■ X 線プリズムと干渉計

Photograph of ``X-ray prism''. A cube of acrylic resin, 2 cm
in each dimension. This ``prism'' is sold in a hobby shop
(only 260 Yen).

Fig. 6

Fig. 8First interferometer experiment at BL20XU of SPring-8. Xray wavelength is 1.0 Å. Prism to image plane distance is 5.3m.

しては可視光変換型 X 線 CCD カメラ（空間分解能約 2mm）を用いている。干渉計の長さ l は5.4 m である。図に示すように等間隔干渉縞が生成されており，観測された干渉縞間隔は，計算で予想される値（ 6.7 mm ）におおよそFig. 7

Schematic diagram of two-beam X-ray interferometer withprism optics.

3)

十分な長さの実験ハッチ（プリズムでかなり大き

等しく，6 mm であった。

4. 二光束干渉計の応用
い偏向角も実現可能であるが，その場合干渉縞間隔が前節までで X 線プリズムの原理と干渉計としての干渉

短すぎて検出器の分解能が追いつかない。適切な干渉

縞計測例まで示したが，この干渉計の応用として，空間コ

縞間隔で広い領域に干渉縞を生成するためには，プリヒーレンスの定量測定5) と Leith-Upatnieks 型ホログラフ

ズムから観測面までの距離を数 m にする必要がある）

ィーの実験例6)を簡単に紹介する。

以上である。
原理実験を行うだけなら，透過光学系であるプリズムに

4.1

空間コヒーレンスの定量的測定

さしたる形状精度は必要でない。市販のアクリルブロック

二つのビーム間のコヒーレンス度 g（正しくはその絶対で十分であった（一応表面はレーザー光が鏡面反射する程値）は，その二つのビームを合流させたときに観測される度には光学的に平坦である）。Fig. 7 に二光束干渉計の原理

干渉縞の visibility であり，次式のように表される12,13)。

を示す。単純化して平行完全可干渉光を仮定する。ビームの半分がプリズムで偏向され，直進するビームに対して

g＝(Imax－Imin)/(Imax＋Imin)(10)

Du だけ傾斜した波面が形成され，両者が像面（検出面）
で合流して干渉縞を生成する。干渉縞の周期長はプリズム

ここで，Imax ， Imin は観測された干渉縞の最大強度と最による偏向角 Du と X 線の波長 l で l/Du と書かれる。ま小値である。ここでは X 線は結晶分光器で単色化されてたビームの重畳する領域の幅（干渉縞の生成する領域の幅）

おり，実験条件内では時間コヒーレンスは十分高く，コはプリズムから検出器までの距離 l を用いて Dul になる。

ヒーレンス度はいわゆる空間コヒーレンスだけに依存してFig. 8 に最初の干渉縞測定例を示す4) 。実験は SPring-8いるものと考えられる（厳密に言えば時空間コヒーレンの BL20XU で行った。ビームラインの詳細は文献11) を参スを完全に分離することは不可能であり，あくまで近似的照して頂きたいが，二結晶分光器で単色化した波長 1 Åなものである）。本実験のように光源からの距離が干渉計の X 線を用い，プリズムに対する視射角 u＝6°
，ビーム偏の長さに比べて十分長い場合の空間コヒーレンス度は以下

向角 Du＝15 mrad，の条件で干渉縞を生成した。検出器との式で表される。

放射光 March 2005 Vol.18 No.2 ● 79

Fig. 9

Schematic diagram of experimental setup of quantitative measurement of spatial coherence at BL20XU of SPring-8.

g＝sin (pDulS/lL)/(pDulS/lL)(11)

ここで，L は光源から干渉計までの距離，S は光源の大きさ，l は干渉計の長さ（プリズムから検出器面までの距離）である。 S / L は観測位置での空間コヒーレンスを特徴づける幾何学的な量であり，光源の角度サイズ（ angularsize of light source）と呼ばれることもある。また，この観測位置で， A ＝ lL /S だけ離れた波面同士はコヒーレン
スが消失するところ（g＝0）になるため，A を空間コヒー
レント領域のサイズと呼ぶ場合がある（一般的にはより狭い領域，すなわちこの値の 1/(2p) を可干渉領域と定義していることが多いので文献を読む場合は注意されたい）。
ここで， g はこのコヒーレント領域サイズ A と偏向されたビームの重なり幅，すなわち空間的な間隔 B (＝Dul) を用いて，

g＝sin (pB/A)/(pB/A)(12)
Fig. 10と書き直すことも出来る。ビームのオーバーラップ領域の幅を変えながら干渉縞の鮮明度を観測することによって，その場所での可干渉領域の広さを定量的に測定することがTypical interference fringes measured with X-ray zooming
tube (Hamamatsu Photonics, C5333). X-ray wavelength is
1.0 Å. Beam de‰ection angle: Du＝44 mrad. Dimensions ofslit for second source: 20 mm. Measured fringe spacing is 2.3
mm. Beam overlap is 300 mm. Exposure time is 60 s.

出来る。ビーム偏向角は，プリズムの角度を回転させることによって，容易に広い範囲で可変である。本実験ではプの visibility を測定した結果を Fig. 11に示す。X 線波長は 1

リズムの視射角を変えることで，B を制御した。実験装置

Å ，スリット幅 20 ，50 及び 100 mm で測定した。理論計算

構成は最初の実験とほとんど同じであるが，干渉計の長さに良く一致する結果が得られており，仮想光源のスリットが若干長く（ 6.9 m ），画像検出器として高空間分解能のサイズが 20 mm の場合，波長 1 Å の X 線の可干渉領域がズーミング管（浜松ホトニクス， C5333 ，空間分解能

実測でも500 mm 以上であることがわかる。なお，Visibili-

0.7 mm ）を用いたところが異なる。実験装置構成を Fig. 9

ty の実測値が計算値よりやや小さい傾向があるが，これに，干渉縞測定例を Fig. 10に示すが，画面外側にも干渉縞は 画 像 検 出 器 の MTF ( Modulation-transfer-function ) 補

は続いており，百本以上の干渉縞が観測できている。この正が完全でなかったためと推定されている。

干渉縞が画面に対して傾いているのは画像検出器である

この実験結果を逆に考えると，干渉計を用いて光源サイ

ズーミング管の磁場レンズによる像回転であり，実空間でズを決定することが出来ることを示している。この条件ではこの干渉縞方向が垂直である。ここで図に示したビームの光源サイズの決定精度を見積もるとおおよそ10 mm 相当

ライン上流においた仮想光源スリットの幅を変えて干渉縞であり，干渉計から光源までの距離を（＝195 m ）を考え

80 ● 放射光 March 2005 Vol.18 No.2

トピックス ■ X 線プリズムと干渉計と同軸上にあるため，再生像にその共役像が重畳する問題
があり，正しい波面再生が困難である。また，再構成可能な物体は視野に比べて十分小さくなければならないといった制限がある。この問題は，ほぼ完全な可干渉性をもつ光源であるレーザーの発明により，参照波を oŠ-axis で照明する Leith-Upatnieks ホログラフィー光学系 で解決された15) 。これにたいし， X 線ホログラフィーは 30 年以上前から研究されているが1620) ，これまでの X 線の可干渉性が低く，軟 X 線領域ですらほとんどの実験はガボア型ホ
ログラフィーと同じ in-line 光学系で行われていた。ゾーンプレートを使ったフーリェ変換型ホログラフィーも試みられているが，これはゾーンプレートの零次光が重なる低周波数領域が測定できないために，この部分に情報の欠落が生じる問題がある。
実は， Fig. 7 に示したプリズムを利用した二光束干渉計
は最初の可視光の oŠ-axis ホログラフィーと全く同じ光学系なのである。したがって一方の光路に試料を挿入すればホログラムが記録できる。原理的にはどちらの光路に置いても同じであるが，実際はプリズムの欠陥等による波面歪みがあるようであり，プリズムを通る側を物体照明光として用いたほうが良い結果が得られている。テスト試料として銅メッシュ（64 mm ピッチ）を用いて撮影したホログラ
ムの一例を Fig. 12に示す。このホログラムを透明フィルムに印刷すると，レーザーによる像再生が可能であり，実際
Fig. 11

Visibility of interference fringes. Solid squares, circles andtriangles represent experimental data, and solid line, dottedline and dashed line are respective theoretical curves forsource size of 100 mm, 50 mm, and 20 mm.

に行ってもいる6)。しかしながら，再生光学系による像歪
みやスペックルノイズ（レーザーなので不可避）を考えると現状では計算機像再生のほうが優れているようである。
また，記録波長（X 線）と再生光波長（HeNe レーザー）が 6000 倍程度異なっているために，球面収差を消すためると角度精度（角度分解能）として約50ナノラジアン（1にはこの倍率でホログラムを拡大しなければならないの/100 秒）に相当する。すなわち，角度分解能は400 km 離で，実際にはレーザー光再生で収差補正を完全に行うのはれた 1 円硬貨を観測するのと同程度である。光学定盤を困難であろうと思われる。

含めて防震機構は一切使われていないにもかかわらず，こ

計算機像再生は以下の方法で行った。まず，ホログラム

れだけの安定性を持っている SPring-8 の環境は精密実験に球面波に相当する位相項を付加する。ここで，この球面を行う上で格別のものであろう。

波の波面の曲率を試料上の一点からホログラムに向かう球

なお，この実験では時間コヒーレンスが十分に高いもの

面波と一致するように定義しておく（ただし向きは反転）。

として解析している。実際に必要な時間コヒーレンスがど

その後，この位相項を付加したホログラムに対してフーリの程度であるかは，おおまかに言って，観測される干渉縞

ェ変換を行う。そうすると得られた周波数空間の画像がホの本数が最大光路長差に相当することから見積もることがログラフィーとしての再生像になる。光学的に説明すれ出来る（厳密にはプリズムの屈折率に波長分散があるたば，強度情報としてのホログラムからみて物体と鏡映点のめ，やや複雑な取り扱いになる）。たとえば，干渉縞の本位置に収束するような球面波を照明して像再生することに数が N 本の場合，相対波長分散幅（l/Dl）が N より十分相当している。この場合再生像は無限遠点に結像すること大きければ 良いことに なる。結晶 分光器によ る単色性になる（すなわち平行光波面が再生される）ため，物体の（ Dl / l ）は 10－4 程度であるため，ここでの実験にとって位置情報はこの部分波である平面波の角度方向，すなわちは十分良い時間コヒーレンスが得られていることになる。

フーリェ変換後の周波数空間に射影されるのである。この演算の後半部分はフーリェ変換ホログラフィーと同じ二次

4.2

ホログラフィー

元フーリェ変換である。このアルゴリズムは非常に単純な波面再構成法であるホログラフィーはガボアにより 50

ため，高級言語（ Spyglass Transform のマクロ命令）で年以上前に発明されたが14，この光学系は参照光が物体波記述されたソースコードはわずか数行にすぎない。 1024

放射光 March 2005 Vol.18 No.2 ● 81

Fig. 12

X-ray holography. Test object is copper grid mesh (#400). Reconstructed image is amplitude image of object. Xray wavelength is 1.0 Å.

×1024画素のホログラムの再生は 2 分程度である。

ような強度相関測定は不可能である。かれらは長尺アンジ

Fig. 12 に数値演算による再生像を示す。この再生像は振ュレータの高輝度 X 線と高分解能 X 線分光器さらにシン幅の絶対値であり，強度情報を再生したものである。再生

クロトロン放射のパルス特性を巧妙に利用してこの問題を画像の中心には零次の像すなわち共役像が重なったガボア解決した。これに対して，二光束干渉計は古典的な一次のホログラムの再生像が存在するが，回折像に比較して遙か

コヒーレンスだけを測定しているのでそのような制限は無に強度が強いため，この画像ではスケールオーバーのためいが，途中の光学系（結晶分光器など）の不安定性による表示されていない。右側が物体の再生像であり，画面左側

擾乱の影響を受け易いため，光源の真のサイズを測定するにあるのがその共役像である。フーリエ変換ホログラフのは容易ではない。少なくとも現状の分光結晶の安定性でィーと異なり，共役像の焦点はホログラム面の反対側になは SPring-8 の垂直方向ビームサイズを測定するのは不可

るため，この画像では oŠ-focus 像になっている。

能である（実際に BL20XU では光源サイズと同程度の振動による広がりが観測されている）。しかしながら，本方

5. おわりに法では干渉計を長くすることによって，時間コヒーレンスに対する条件を緩くすることが可能なので，分光器を使わプリズムを用いた干渉計とその応用について紹介したずにアンジュレータ放射の単色性だけを利用してコヒーレ

が，空間コヒーレンスの定量測定に関しては，最近矢橋氏

ンス測定を行うことも原理的には可能である5)。さらに，

らにより X 線領域での強度相関法によるコヒーレンス度

画像検出器にエネルギー分解能があれば白色光に対してのの定量測定の方法が開発され，蓄積リングの電子ビームサ測定も可能である。その場合，光学系の擾乱に依らない真イズ測定に応用されたみごとな実験結果もあり，本誌でもの光源サイズを測定できるはずである。ただし，アクリル

報告されている24) 。読者諸氏にとっては，矢橋氏らの強樹脂のように放射線損傷を受けやすい材料は適切でなく，度相関を用いた方法と今回示した干渉計との違いが気にな

ダイヤモンドのような熱伝導と放射線耐性に優れた材料をるところであろう。実際に使われている物理現象はまった用いる必要がある。

く異なるものであり，強度相関法は二個以上の光子間の干全反射ミラーとは異なりプリズムには色収差があるが，渉（正確にはコインシデンス）を観測しているのに対し，

硬 X 線に対して広いエネルギー領域で利用可能であり，二光束干渉計は一個の光子による干渉である。それにもか

応用分野は色々考えられる。プリズムを用いた干渉計の応かわらず，空間コヒーレンスの測定だけに限った場合，両用に関しては，ここで紹介した以外にも，我々のグループ

者の与える結果は全く同じものであると言って良い。もっから既にいくつかの報告があり，シアリング干渉計によるとも，二光子相関を測定するためには，光源のボーズ縮重

微分位相画像計測，干渉縞走査法による位相ホログラム計

度が十分に高くないと測定できない，また X 線の振動数

測と位相像再生などが行われている。詳細は文献を参照さに追いつく高速の電子回路が存在しないためマイクロ波のれたい2123) 。また，画像計測以外の応用としては，波長82 ● 放射光 March 2005 Vol.18 No.2

トピックス ■ X 線プリズムと干渉計

分散を積極的に利用して分光器や波長フィルターとして利用することも可能である。さらには，夢物語になるが，マ13)

イケルソン干渉計や強度相関法が星の視直径を測定する目的で開発されたように，プリズムを用いた二光束干渉計によってを用いて X 線星やブラックホールの視直径を測定

14)
15)

することも不可能ではないかもしれない25)。

16)

謝辞

17)
18)

高輝度光科学研究センターの竹内晃久，上杉健太朗，並びに高野秀和（現所属兵庫県立大）の方々にはこの実験の何カ所かの場面で実験装置のセットアップに助力頂いた。また，矢橋牧名氏には草稿の段階で貴重なご意見をいただいた。ここに感謝する次第である。なお，応用実験はSPring-8 共同利用課題（ 2002B 0176 ， 2003B 0276 ）で行われたものである。

19)
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22)
23)

参考文献
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● 著者紹介 ●鈴木芳生
高輝度光科学研究センター利用促進 2
部門
専門X 線光学，X 線顕微鏡
［略歴］
1984 年東京大学理学系大学院博士課程修了，理学博士。 1984年1997 年日立製
作 所 ， 1997 年 高 輝 度 光 科 学 研 究 セ ン
ター。現在に至る。学生時代からシンク
ロトロン放射とその応用に関する研究がテーマであり，広い意味では変化していないが，エネルギー領域は真空紫外から
軟 X 線，硬 X 線と徐々に高エネルギー領域にシフトして，最近ではついに 100
keV を超えてしまった。

X-ray prism and interferometer
Yoshio SUZUKIJASRI/SPring-8 Kouto, Mikaduki, Sayo, Hyogo 6795198, JAPAN

Abstract Refractive prism is one of the feasible optical devises for hard X-rays. By using light element
material as the optical medium for prism, beam de‰ection angle of about 0.1 degree can be achieved undergrazing incidence condition to the prism surface. Then, an X-ray optics that is equivalent to the Fresnel's biprism in visible light region can be constructed with this prism. In this report, introduction to the X-ray prism
optics is described, and its applications to X-ray interferometer, quantitative measurement of spatial coherence and X-ray holographic microscopy, are also mentioned.

放射光 March 2005 Vol.18 No.2 ● 83