J. Plasma Fusion Res. Vol.96, No.9 (2020)４
４９‐４５０小特集

短パルス高強度レーザーによる等積加熱が拓く高エネルギー密度科学
Exploring High Energy Density Science with Isochoric Heating by Intense
Short Pulse Lasers

１．はじめに
1. Introduction
岩田夏弥
IWATA Natsumi
大阪大学レーザー科学研究所（原稿受付：２
０
２
０年６月２
０日）

短パルスレーザーの高強度化技術の発展により，集光強
18pulsed amplification，CPA［１］）を用いたレーザーを利用し2

度が 10 W/cm を超える相対論的強度のレーザー光の生て，基礎物理の研究や計測法の開発が進められてきた．本成が 可 能 と な っ て い る．レ ー ザ ー 光の 圧 力 は１０億 気 圧小特集の第２章で紹介する Leopard（米国ネバダ大学リノ（Gbar，100 TPa）レベルに達する．このような高強度の校）は，小型の CPA レーザーの１つである．近年，さらにレーザー光を固体に照射すると，光圧と同程度の高いエネ

２つの方向性をもって開発・研究が進められている．１つルギー密度をもつプラズマを生成することができる．加熱は，10 J 程度のエネルギーをレーザー波長程度まで集光−１５

時間は数フェムト（１０−１２）秒からピコ（１０）秒と短いたし，１０フェムト秒レベルにパルス圧縮することにより超高め，生成されるプラズマが膨張し飛散する前に加熱を行う
ことができる．そのため，単パルス高強度レーザーによる物質加熱は，密度を保ったまま物質を加熱する 等積加熱に分類される．
レーザー等積加熱を用いれば，固体密度で温度が keV級の高エネルギー密度プラズマを実験室に生成することができる（図１）．本小特集では，レーザー等積加熱に関して
温度 という場合，特に断わりがない限り電子温度を指す．アンビルセルを用いた静的圧縮やナノ秒長パルスレー
ザーを用いた衝撃波圧縮は，惑星内部に相当する比較的低温（１eV 程度）の高圧状態を生成するのに対し，レーザー
等積加熱は太陽中心に迫る高温の高エネルギー密度プラズ
マを生成できる．このような高エネルギー密度プラズマ
は，宇宙物理，核物理などの学術研究の新しいプラット
フォームとなり，高エネルギー粒子線源，高輝度 X 線・ガンマ線源，制御核融合などの応用研究の発展にも貢献する
図１

ものである．
レーザー等積加熱は，これまで，エネルギー 10−150 J，照射時間サブピコ秒程度のチャープパルス増幅法（chirped

本小特集で紹介する短パルス高強度レーザー生成高エネル
ギー密度プラズマのパラメータ領域．各章の下にレーザー
装置名，レーザーエネルギーとパルス長，達成されたプラ
ズマのエネルギー密度を示した．

Institute of Laser Engineering, Osaka University, Suita, OSAKA 565-0871, Japanauthor’s e-mail: iwata-n@ile.osaka-u.ac.jp

４４９!2020 The Japan Society of Plasma
Science and Nuclear Fusion Research

Journal of Plasma and Fusion Research Vol.96, No.9 September 2020

強度を実現し，瞬間的な加熱を行うものである．本小特集

ともに紹介する．この実験は，高速点火方式レーザー核融の第４章の J-KAREN-P（量研機構関西光科学研究所）のほ

合の高効率性を実証したものである．実験では，完全電離

か，欧州で建設が進む ELI（Extreme Light Infrastructure）

プラズマの温度・密度を計測するために，発光体として高レーザー群がこのタイプのレーザーに分類できる．２つ目

い原子数の物質（銅）を少量ドープして特性 X 線計測を

は，キロジュール級の大エネルギーをレーザー波長の数１０行っている．これにより，固体密度以上に圧縮されたプラ倍大きな集光径でピコ秒以上照射するレーザーを用いて，ズマ中にkeVの温度領域が形成されたことが明らかになっ大体積の物質加熱を研究するものであり，本小特集第３章

た．大きなスポットサイズでレーザーエネルギーを継続的の LFEX（大阪大学レーザー科学研究所）のほか，米国に注入することにより，従来考えられていた高速電子によローレンスリバモア国立研究所の NIF-ARC や仏国 CEAるエネルギー輸送に加え，熱拡散による加熱が高効率で起（Commissariat a l'energie atomique et aux energies alterna-

こることがわかった．理論の詳細は［４］で解説されている．
第４章では，集光強度が1021 W/cm2 を超える極短パルス

tives）の PETAL がこのタイプに分類される．
レーザー等積加熱では，温度が eV 程度の縮退状態から，

超高強度レーザーによる，重金属（銀）高エネルギー密度

太陽中心に迫る keV 級の高温状態に至るまで，広い温度領

プラズマ生成実験［５］を紹介する．プラズマ中では，レー

域にわたる固体密度プラズマの形成・加熱過程が，数１０

ザーによる等積加熱と重イオンの高価数電離が強く関連し

−15

−12

）秒というごく短時間ながら同時進行する．ターゲット裏面近傍の重イオンは荷の間に進行する．そのため，プラズマ形成・加熱過程は，

電分離電場（シース電場）により加速され，高価数・高エ

強い非平衡状態で電離・加速・加熱が複合的に進展する複ネルギーの重イオンビームが発生する．発生した重イオン

雑過程となる．近年，計測手法・技術の発展により，プラビームの電離度は，重金属プラズマ中で達成された加熱温

ズマから輻射される特性 X 線を高精度に観測することに度を反映しており，この情報からプラズマの温度を推定す

よって，生成された高エネルギー密度プラズマの電離度，ることができる．

フェムト（１０）秒からピコ（１０温度，密度を空間分布を含めて観測することが可能となっ第５章では，これまでの章とは異なる X 線自由電子レーてきている．また，縮退プラズマ領域から相対論的電子がザー（X-ray Free Electron Laser, XFEL）による等積加熱に飛び交う高温プラズマ（＞keV）領域に至るまでの多階層ついて紹介する．硬 X 線である XFEL は，光電離過程によ的な現象を再現するプラズマシミュレーションも発展してりプラズマを形成し加熱する．X 線光子エネルギーを変えきている．このような研究の進展により，高強度の光によることで，加熱の深さや加熱領域の体積を制御することがる等積加熱の物理機構が初めて明らかになろうとしていできる．さらに，光子エネルギー毎の吸収率から高密度物る．本小特集では，レーザー等積加熱に関する実験および質における原子のエネルギーレベルを計測するなど，基礎理論・シミュレーション研究の最新の成果を紹介する．

物性研究としても注目されている．XFEL 等積加熱物理に

第２章では，はじめにレーザー等積加熱の加熱物理につ対するシミュレーションモデル
［６］と実験結果を合わせていて概説する．また，固体金属の等積加熱機構を実験的に紹介する．

明らかにした研究［２］を紹介する．この実験では，固体金属

第６章で，全体の内容を総括し今後の展望を示す．

から輻射される特性 X 線のエネルギーシフトを利用する単色 X 線イメージングにより，プラズマの電離度の空間分布

参考文献

を計測することに成功した．これにより，加熱領域の大き［１］D. Strickland and G. Mourou, Opt. Commun. 65, 219 (1985).
［２］H. Sawada et al., Phys. Rev. Lett. 122, 155002 (2019).
［３］K. Matsuo et al., Phys. Rev. Lett. 124, 35001 (2019).
［４］東 直樹，岩田夏弥，千徳靖彦：プラズマ・核融合学会
誌 95, 322 (2019).
［５］M. Nishiuchi et al., Phys. Rev. Res. 2, 033081 (2020).
［６］R. Royle, Y. Sentoku et al., Phys. Rev. E 95, 063203 (2017).

さや達成した温度を同定することが可能となり，シミュ
レーションとの詳細な比較によって，加熱の物理機構が明らかになった．
第３章では，レーザー圧縮したプラズマをキロジュール
級レーザーで等積加熱することで 20 Gbar という高いエネ
ルギー密度状態を達成した実験［３］について，計測手法と

４５０

J. Plasma Fusion Res. Vol.96, No.9 (2020)４
５１‐４５７

小特集 短パルス高強度レーザーによる等積加熱が拓く高エネルギー密度科学

２．レーザー等積加熱過程の解明−単色 X 線イメージングが明らかにした固体の加熱物理
2. Understanding of Short-Pulse Laser Isochoric Heating of a Thin Solid Foil
using 2D Monochromatic K Imaging
澤田

寛

SAWADA Hiroshi
ネバダ大学リノ校物理学科（原稿受付：２
０
２
０年６月２
０日）

本章では，高強度短パルスレーザーとプラズマの相互作用により生成された高速電子を介する等積加熱について，加熱の基礎物理過程や，他の加熱手法との違いをこれまでの研究を紹介しながら詳細に解説する．特に，高速電子の伝搬に伴う等積加熱は，加熱の対象となるプラズマ密度やレーザーのパラメータ等に大きく依存するため，ここでは，サブピコ秒，10 J クラス，ピーク強度 1019 W/cm2 程度のレーザーを固体薄膜ターゲットに照射した場合の相互作用・加熱について紹介する．また，従来の X 線分光計測に加えて，加熱物理過程の実験的同定を可能とした最新の単色 X 線イメージングを用いた実験結果と，シミュレーションとの比較についても解説する．
Keywords:
isochoric heating, fast electron, subpicosecond relativistic intensity laser, resistive heating, diffusive heating, drag heating

２．
１ はじめにの伝搬に伴う固体ターゲットの加熱は，図１に示すように

高エネルギー密度状態のプラズマ生成には，レーザー，

電気抵抗性加熱（resistive heating），引きずり加熱（dragパルスパワー，X 線自由電子レーザー，イオンビーム等，

heating），熱拡散加熱（diffusive heating）の３つが主要な

様々な手法がある［１，２］．レーザー核融合研究の発展を牽加熱機構と考えられている［５，６］．電子の加速は，レーザー

引してきたキロジュール級ナノ秒パルスレーザーは，1013と固体表面に生成されたプリプラズマ中，主に臨界密度付

162〜10 W/cm のピーク強度で，固体表面のアブレーション

近（""〜1021［1/cm3］）での相互作用により起こる．平衡状により発生させたレーザー駆動衝撃波を用いて物質の圧態で密度の高いプラズマ中を高速電子流（!
）が伝搬する#182

縮・加熱を行う．一方，ピコ秒以下で 10 W/cm を超えると，静電場がたち，電荷中立性を保とうとするため，多数

高強度短パルスレーザーを用いると，密度を固体に近い状の低エネルギー電子が逆方向に流れる（帰還電流，return

態に維持したまま物質を加熱し，非常に高い圧力状態を作

current）．この帰還電流（!
!）が衝突損失を介して背景プり出すことができる．この急速加熱はレーザー等積加熱とラズマを加熱する（電気 抵 抗 性 加 熱）（図１（a））．薄 い

して知られており，小型の放射線源や中性子源の開発，高ターゲットの場合，裏面に到達した高速電子は，高エネル

速点火レーザー核融合における追加熱レーザーを用いた燃料プラズマの加熱物理の解明等に重要である．また，等積
加熱で生成されるプラズマは，電子温度が 1〜100 eV 程度
で，室 温（0.025 eV）の 固 体 と プ ラ ズ マ の 中 間 体 Warm
Dense Matter（WDM）領域に位置する［３，４］．レーザー等
積加熱で形成された WDM は，物質の状態方程式，熱伝導率，吸収特性（オパシティ），!粒子を含む高エネルギーイ
オンの阻止能等のデータを得る新しい実験プラットフォー
ムとしての利用が考えられている．

図１

集光強度 1018 W/cm2 を超えるピーク強度のレーザーを固体に照射すると，レーザー場のポンデロモーティブ力により，プラズマ中の電子が数メガ電子ボルト（MeV）以上に加速される．高エネルギーに加速された電子（高速電子）

高強度短パルスレーザー照射により加速された高速電子の，帰還電固体プラズマ加熱過程の模式図．高速電子流（jf）
流（jc），ターゲットの電子密度（nb），プリプラズマの温度（Tp），固体密度プラズマの温度（Tc）．それぞれの加熱過程による温度変化の式については，A.J. Kemp et al.を参照［５］．

Department of Physics, University of Nevada, Reno
author’s e-mail: hsawada@unr.edu

４５１!2020 The Japan Society of Plasma
Science and Nuclear Fusion Research

Journal of Plasma and Fusion Research Vol.96, No.9 September 2020

ギー電子の一部がターゲットから抜けだし，シース電場をプラズマの状態を診断する．大まかな傾向を示すため，衝発生させる．シースの電位差より低い残りの高速電子は

突輻射モデルコード FLYCHK［９］で計算されたチタンプラ

ターゲット内に引き戻され逆向きに循環（recirculation）

ズマからの発光スペクトルを図２に示す．FLYCHK は，点するため，高速電子流同士で電荷中立性を保ち，電気抵抗

光源を仮定した原子核物理コードで，原子番号，プラズマ性加熱は途絶える．図１（b）の引きずり加熱は，前方に伝の電子温度，密度（イオン，電子，または質量）を入力し，搬する高速電子がターゲット中の電子と衝突することで起局所的平衡か非局所的平衡のどちらかを指定すると，入力こる過程である．エネルギーの高い高速電子は衝突確率がした情報を元に衝突輻射レート方程式を解き，指定した原低いため，超高密度プラズマ（!"!〜１０［1/cm ］）中での子番号のイオン化状態，遷移スペクトルを出力する．高速み有効な加熱機構である［５］．図１（c）に示す熱拡散加熱

電子などの非熱的電子は，２温度分布の高温側の分布関数

は，温度の高いプリプラズマと温度の低い固体プラズマ間の傾きとして指定でき，電子衝突電離による中性イオンかの温度勾配による熱伝導で，温度平衡が成り立つまで加熱

らの K"，K#線等も計算に含むことができる．FLYCHKが持続する．これらの加熱機構以外にも，高速イオンによはウェブベースのシミュレーションコードであり，アカウ

る加熱や異常抵抗なども条件によっては考慮する必要があントの登録を行えば誰でも無償で使うことができる．参考る［５］．

までに図２の計算でチタンの発光を計算するのに使用した

25

3

高速電子を熱源とした等積加熱の研究は，過去２０年ほど

パラメータは，電子温度 10〜290 eV，イオン密度 5.6×１
０21

行われているが，レーザー核融合燃料の様な超高密度プラ［1/cm3］で固定，非熱的成分（2nd !"）1 MeV，非熱的成分

ズマの加熱は疎か，固体薄膜ターゲットの加熱物理の統合の割合（fraction）0.01 である．プログラムは水素様近似モ的な理解も得られていない．理由の１つは，図１に示す様

デルを元にスペクトル計算を行っており，continuum low-に，異なる加熱機構が同領域を加熱しており，既存の時間

ering などの高密度効果は含まれていない．X 線自由電子

分解，空間分解計測では，それぞれの加熱機構による温度レーザーで生成される高密度非平衡プラズマのモデルな上昇を独立して特定できないことが挙げられる．また，加ど，実験スペクトルと比較するための新たなコードの開発

熱領域が高密度なため，光学計測などの計測手法が応用でが進んでいる［１０］．

きないこともある．後述する様に，過去の研究では，特性

図２は固体チタンプラズマからの X 線発光スペクトルのX 線（K"，K#）や水素様，ヘリウム様イオンからの発光ス

計算結果である．主な発光スペクトルは，中性チタンから

ペクトル（He"，Ly"）を測定し，非熱的成分として高速電のK"，K#線，高電離したチタンイオンからのK"線（Ti13＋

子を含む原子核物理コードを用いて解析することで電子温〜Ti17＋），ヘリウム様チタンからの He"線の３種類であ度を推定する手法が多数報告されている．しかし，これらる．中性イオンを含む温度の低いチタンプラズマに高速電

多くの X 線分光結果は，実験，計算コードとも空間・時間

子を入射すると，4.51 keV の K"線，4.93 keV の K#線が放積分された情報の比較であり，報告されている固体密度プ射される．電子温度を上げていくと電離が進み，K"線のラズマの電子温度は，数 10 eV から 5 keV までの広い範囲

ピークが少しずつ高エネルギー側へと遷移する．L 殻電子に及ぶ．固体や高密度プラズマの加熱機構を理解するためが電離され始めると，チタンイオンから放射される K"線には，温度推定に用いられる原子核物理コードや非平衡プの ピ ー ク が 独 立 し て 表 れ（例 え ば Ti13＋か ら は

ラズマのための計算コードの実験結果との比較検証に加え4.55 keV），さらに電離が進むにつれて電離したチタンイて，空間的・時間的に分解された診断が必要である．

オンからの K"線（Ti13＋〜Ti17＋）が見られる．K"線の高

本章では，これまでに報告されている X 線分光計測を用

エネルギー側へのシフトは，外殻電子が電離することでス

いた温度推定手法をプラズマ分光シミューレション，実験

クリーニングが弱まり，エネルギー準位差が広がるためにデータを紹介すると共に，K"線の高エネルギー側へのシ起こる．内殻電子が２個残るヘリウム様まで電離されるフトを利用した単色 X 線イメージング計測について解説すと，ヘリウム様チタンイオンからの輝線（He"）が放射さる．さらに２．
３節では，最新の単色 X 線イメージングを用いれる．4.93 keV 付近の中性チタンからの K#線は電離が進た実験と結果を，２．
４節では衝突・イオン化過程などの原子過程を組み込んだ相対論的プラズマ粒子シミューレショ
ン（Particle-in-cell，PIC）コード PICLS［７，８］と実験の比
較，電離度の推定について解説する．

２．
２ レーザー等積加熱実験に応用されている X
線分光，単色 X 線イメージング手法
２．
２．
１ 原子核物理コード FLYCHK による非熱的電子を含む固体プラズマからの X 線発光スペクトルX 線分光計測は高温プラズマの診断には不可欠な手法
で，レーザー等積加熱実験でも多用されている．等積加熱

図２

プラズマを考える場合，密度は固定とするため，X 線スペ
クトルの電子温度と電離度の変化による依存性を利用して
４５２

FLYCHK コードを使って非熱的高エネルギー電子を含む場
合のチタンプラズマからの X 線発光スペクトルの計算結果．

Special Topic Article

2. Understanding of Short-Pulse Laser Isochoric Heating of a Thin Solid Foil using 2D Monochromatic K!Imaging

H. Sawada

むと減少し，再結合を無視した場合，M 殻に電子が無くな

空間分解能は，10〜20 μm 程で，エネルギー分解能は倍率

ると K"線の発光は枯渇する．電離による K"/K!の輝線強など実験条件により変化するが 5〜10 eV である．球面湾曲度比の計測方法は，宇宙プラズマの診断でも応用されてい結晶を用いたチタン K!線の単色X線イメージングの場合，る［１１］．

4.51 keV の中心格子エネルギーに対し±5 eV 程のバンド幅

２．
２．
２ X 線分光計測を用いた等積加熱実験での温度推定となる．筆者のグループでは，球面湾曲結晶の極めて狭い

ここでは，K!線の広がりと K"/K!の強度比を使ったスペクトルバンド幅とプラズマの加熱・電離により K!線

レーザー等積加熱実験の結果を紹介する．図３（a）は，薄いがシフトする原理を利用し，空間分解した像の中で K!線

コーティングをした厚さ 5 μm のチタン薄膜を 85 J，1.5 ps

量の減少をイメージングすることで高電離領域を同定するのレーザーで照射し，ターゲットの大きさを変えて K!線

ことに成功した．次節では，実験で得られた単色 X 線イの広がりを計測したものである［１２］．計測された K!線は，

メージ像，さらに PIC 計算と比較することで，計測された中性チタンからの発光線（4.51 keV）より高エネルギー側

K!線の発光分布が固体チタンターゲットの電離度を表しへシフトしており，ターゲットが小さいほどピークが広ていることについて解説する．

がっている様子がわかる．モデルと比較することで，バルゲットを15 J，１psのレーザーで照射した際のK!/K"の強２．
３ 単色X線イメージングを応用したレーザー等積加熱実験とその結果度比の測定結果である［１３］．ターゲットの体積（厚み×表２．
３．
１ 実験目的と条件

ク温度 100 eV と推定している．図３（b）は，銅の薄膜ター面積）の減少による強度比の変化が示された．K!/K"の強前述のように，空間積分した X 線分光計測では発光領域度比の減少を衝突輻射モデルと比較することで，電子温度を特定できない．本実験［１５］では，２次元単色 X 線イメーと強度比の関係を導き出し，この実験で推定されたバルク

ジングと分光器の計測結果を組み合わせることで，それぞの最高電子温度は〜300 eV である．このように K!線の広

れの X 線ライン発光領域を特定した．また，厚さは同じでがり，K!/K"の強度比を使うことで，電子温度の推定は可表面積の異なる薄膜ターゲットを使用することで，高速電能であるが，前述のように X 線分光計測が時間，空間積分子の輸送範囲を制限し，繰り返し衝突させることで，電気のため，レーザーで照射されたターゲットのどの部分がど

抵抗性加熱と引きずり加熱がターゲット内のどの部分で起の加熱機構によって加熱されたかは，分光計測だけでは決こっているか（いないか）を調べることを目的とした．単定的ではない．

色 X 線イメージングと粒子シミュレーションの比較より得２．
２．
３ 単色 X 線イメージングを応用した等積加熱領域のられた加熱機構，加熱領域，加熱の時間発展など，次節２．
４

同定原理にて解説する．

高強度短パルスレーザー実験で発生する K!線は，レー高強度サブピコ秒レーザー実験は，ネバダ大学リノ校にザーで加速された高速電子，高速陽子の特性，輸送などをあるネバダ・テラワット施設（Nevada Terawatt Facility）

調べる様々な実験で利用されている．図２に示した X 線分の Leopard レーザー［１６］を用いて行われた．レーザーの波

光の他にも，K!線は球面湾曲結晶と組み合わせて，単色 X

長 は 1057 nm で，パ ル ス 幅（半 値 最 大 全 幅（FWHM））

線発光像やバックライト像を得るのに適している［１４］．球

350 fs，パルスエネルギーは 16 J であった．図４（a）に実験

面湾曲結晶は，単結晶のブラッグ反射により波長分解を，の概要図を示す．レーザービームは，f 値 1.5 の軸外し放物

また湾曲ミラーの様に結晶を球面に曲げることで空間分解

面鏡で 2 μm の厚さのチタン薄膜上に集光した．低エネル

した情報が得られる．一般的に，この計測手法で得られる

ギー状態で集光スポットの結像計測を行い，集光スポット

図３ （a）
計測された K!線の広がり［１２［］Reprinted Fig.4(a) with permission from P. Nilson et al ., Phys. Rev. E 79, 016406 (2009) Copyright 2020 by the American Physical Society]．（b）K"/K!の強度比とターゲット体積，電子温度の関係［１３［］Reprinted from S.N.
Chen et al ., Phys. Plasmas 14, 102701 (2007)., with the permission of AIP Publishing］．

４５３

Journal of Plasma and Fusion Research Vol.96, No.9 September 2020

はレーザーエネルギーの３０％が直径約 8 μm のスポットにらの発光は，2 μm からのそれより弱く，その強度差は，含まれると評価した．これらのパラメータより見積もられ10 μm 厚の固体チタン薄膜による透過率（4.75 keV で６
５％）

19

2

た レ ー ザ ー の ピ ー ク 強 度 は お よ そ 2×10 W/cm で あに相当した．分光器がターゲットの背面にあること，He!

る．Amplified Spontaneous Emission（ASE）に由来するナ線等の強度がターゲットの面積ではなく厚みにより依存す

ノ秒オーダーのレーザー光は，高速フォトダイオードを用ることから，計測された He!，Ly!線は，ターゲット表面

8

いて測定し，パルスのピークと裾野との強度比は 10 ，約 1のプリプラズマから発生したと考えられる．

ns 長であった．ターゲット裏面側に高エネルギー電子ス（３）高イオン化したチタンからの K!線について

ペクトロメーター，ブラッグ結晶分光器，単色 X 線イメー

電離したチタンイオンからの K!線（Ti13＋〜Ti17＋）は，ジャーを設置し，それぞれ裏面から抜けてきた高速電子，

ターゲットの大小に関わらず観測された．これは，高電離発光 X 線 ス ペ ク ト ル，単 色 X 線 像 を 記 録 し た．イメー

度で密度の高いプラズマが，両方のターゲットに生成されジャーの倍率は１０，空間分解能は 12 μm で，エネルギー分たことを明確に示している．言い換えるなら，ターゲット

解能は計算より 5 eV であった［１７］．

を小さくすることで，高速電子がターゲット内を循環する

図４（b）に電子スペクトロメーターのデータを示す．こことにより，ターゲットの衝突回数は増えるが，小さいこで紹介するデータ は，厚 さ 2 μm，表 面 積 が そ れぞれターゲットで目立ったイオン化は進んでいない．つまり，800×500 μm（Large）と 125×80 μm（small）のチタン薄固体密度プラズマ中での高速電子による引きずり加熱は，膜を 16 J のレーザーエネルギーで照射したものである．ほチタンを１３価以上に電離することはできない．また 10 μm

ぼ同じレーザー条件では，薄膜の表面積の変化は高速電子

厚ターゲットからは，シフトした K!線はターゲットに吸22の発生には影響せず，図に示す様に，どちらも指数関数の傾き 1.0 MeV ほどの高エネルギー電子分布が得られた．繰
り返したショットより得られた電子スペクトルの傾きは，1.3±0.4 MeV と評価された．これらのショットに対応する
分光計測と単色 X 線イメージングは，次節にてそれぞれの結果について解説する．
２．
３．
２ レーザー等積加熱されたチタンプラズマからの X
線発光スペクトルの結果
図４（c）は，大きさの異なるターゲ ッ ト シ ョ ッ トで時間・空間積分された X 線分光の計測結果である．表示されているスペクトルは，バックグラウンドの信号を除去した
後，レーザーエネルギーで規格化したものである．図２の計算で示したように，実験でも３つのグループの発光，即ち（１）中性チタンからの K!線（cold K!）と K "線（coldK "），（２）高 電 離 し た チ タ ン イ オ ン か ら の 発 光（He!，Ly!），（３）イ オ ン 化し た チ タ ン か ら の K!線（ionized K!）が観測され，それぞれの発光はターゲットの大きさにかかわらず確認できる．ここでは，（１）〜（３）の X 線スペク
トル信号について検証する．
（１）cold K!線と K"線について
K!線の信号量は，主に高速電子数と K!線を発するイオンの数に比例する．図４（c）に見られるように，表面積の違いで K!，K"線の信号強度は大きく変化した．また，小さいターゲットの場合，K!線のピークは明らかに cold K!
よりも高エネルギー側に遷移している．これらの結果は，
図３（a）に示した過去の実験データと同じ傾向を示している．
（２）He!と Ly!線について
ターゲットの違いによる He!線と Ly!線の強度差は，ほぼ見られない．10 μm径ほどに絞ったレーザースポットは，どちらのターゲット面に対しても十分小さく，同じピーク
強度のレーザ ー 照 射 を 考 え る と，観 測 さ れ た 同 強度の
図４ （a）
実験概要図，（b）
電子スペクトロメーターの結果．縦線
はショットを繰り返した時の実験データの振れ幅．（c）
X
線分光計測結果．単色 X 線イメージングの結果．（d）
800（e）
125×80 μm2（small）．
×500 μm2（Large）とHe!，Ly!線は妥当と言える．ここでは割愛しているが，本実験では，2 μm 厚の平板に加えて，10 μm 厚のチタン薄膜を照射した際の He!線も計測した．10 μm 厚ターゲットか４５４Special Topic Article

2. Understanding of Short-Pulse Laser Isochoric Heating of a Thin Solid Foil using 2D Monochromatic K!Imaging

H. Sawada

収されて観測されなかったことから，加熱領域がターゲッ

含め，固体ターゲットのピコ秒レーザーを用いたレーザー

ト表面付近であることを裏付けている．この引きずり加熱

等積加熱のダイナミクスを理解するために，PICLS コードの結果は，理論的見解と一致するが［５］，（１）の K!線の広を使った２次元衝突 PIC シミュレーションを行った．照射

がり，K!/K"の強度比の変化と矛盾する．この矛盾は単色するレーザー強度，入射角，パルス長，ターゲットの厚み

X 線イメージングのデータと粒子シミュレーションを考慮

とも実験に合わせて，それぞれ 2×1019 W/cm2，３
０°，ガウ

することにより解決する．

シアンの半値全幅で 0.35 ps，固体チタン薄膜２μm である．

２．
３．
３ 単色 X 線イメージングの結果

固体表面に配置したプリプラズマは，１次元輻射流体コー

図４（d）（e）に 4.51 keV の単色 X 線像を示す．前述した様

ド Helios［１９］を用いて評価し，指数関数的なスケール長でに，K!線の発光量は，背景イオンの数と高速電子との衝突

7 μm，厚さ 18 μm である．このプリプラズマのスケール長

回数に比例する．２次元像では，発光の空間的な広がりがを使った計算結果は，電子スペクトロメーターで測定され観測でき，その広がりは高速電子のエネルギーに依存す

た電子の傾きと実験誤差の範囲で一致しており，PIC シる．図４（d）に見られる K!線の発光を，薄膜全体からの発ミュレーションの入力パラメータの妥当性を示す．シミュ

光，レーザー相互作用付近の K!スポット，K!スポット内

レーションは，吸収境界条件を使用し 135×200 μm2 の領域の欠損（missing K!と呼ぶ）の３つに分けて，それぞれのを 2.0 ps まで計算した．これらの条件下でのシミュレー

生成過程を解説する．

ションは，図４（d）の K!スポット付近のプラズマ加熱の計

図４（b）に示した様に，この実験では MeV 領域に加速さ算に相当し，ここでは単色 X 線像の空間発光分布と時間積分したシミュレーション結果を比較している．

れた高速電子が生成されている．これらの電子は固体密度のチタン薄膜との衝突で止まることはなく，裏面に到達し図５（a）‐（f）は，電離度分布の時間発展と薄膜内部の固た後，薄膜表面にできるシース電場により閉じ込められ，体チタンプラズマ領域を平均化した電子温度，電離度のラ循環しながら全体に広がっていく．例えば，1 MeV の電子

インプロファイルである．2 μm 厚のチタン薄膜は X＝22の固体チタン中の平均飛定距離は 1 mm 程であり
［１８］，おと 24 μm の間に配 置 し，0.35 ps 幅 の レ ー ザ ー ピ ー ク は2

およそ 1 mm 以内の薄膜ターゲットであれば，薄膜面全体

0.3 ps で，0.6 ps にはレーザーは終了している．入射レーに行き届き，全面から K!線が発光する．図４（e）に示す様

ザーは，X＝13 μm の臨界密度付近まで伝播し，プリプラに表面積を小さくすると，高速電子とチタンイオンの衝突

ズマを高電離させる．この時，高速電子はすでにターゲッ

回数が増え，表面からの発光強度が図４（d）の表面積の大トに到達，循環しながら上下方向にも伝搬し，図５（a）ときいターゲットより強くなっているのがわかる．また，ほぼ均一の発光強度は，高速電子が多数回衝突し，ある一定のイオン化度で止まっていることを意味する．
図４（d）のターゲット中心に見られる発光は K!スポットと呼ばれ，薄膜を使ったレーザー等積加熱実験では常に観測されてはいたが，その生成過程を示す実験データはな
かった．MeV エネルギーの高速電子は，生成箇所からすぐに空間的に広がるため，電子衝突電離により発生する K!
線は薄膜内で局所的なものにはならない．この実験では，
K!スポット内に見られる発光の欠損（missing K!）を初めて観測し，K!スポットと欠損した K!の両方とも 100 keV
程のエネルギーの高速電子による熱拡散加熱過程により生成されていることを同定した．図４（e）の像で K!スポットは見られないが，これは MeV 高速電子起因の K!線強度がK!スポットの発光を圧倒し，埋もれてしまっているためと考えられる．図４（d）（e）を比較すると，欠損した K!の大きさや深さは，大きさに寄らず同程度であり，どちらのターゲット内でも同じ加熱が起こっていることを示唆している．しかし，この結果は，ターゲットの表面積（体積）を小さくすることで，引きずり加熱が進み高温のプラズマが生成されるという過去の報告と矛盾している．X 線分光計
測の矛盾と合わせて，データの解釈，薄膜ターゲット内で
図５の加熱過程について次節以降で解説する．

２．
４ ２次元粒子シミュレーション
２．
４．
１ 粒子シミュレーション条件と実験との比較
高速電子によるK!スポットやK!線の欠損領域の形成を
４５５

２次元粒子シミュレーション：（a）‐（d）
電離度分布の時間
発展．固体内部の（e）
平均電離度分布の時間発展，（f）
電子
温度分布の時間発展．（g）
1.5ps における高速電子と高速イオンの運動量空間．（h）
計測された K!分布と計算結果の比較［Reprinted Fig.3 with permission from H. Sawada et al.,Phys. Rev. Lett. 122, 155002 (2019). Copyright 2020 by theAmerican Physical Society］．

Journal of Plasma and Fusion Research Vol.96, No.9 September 2020（e）の 0.5 ps に示すよ う に，薄 膜 中 心 部 分 を 平 均 電離度

とめると，サブピコ秒レーザーを用いて等積加熱された固〜１２まで均一に電離している．一方，0.5 ps の時の電子"#"体薄膜は，電離度と電子温度が独立して増加する非平衡状

温度（図５（f））は，中央付近のみ上昇しており，これは高）態にある．レーザー照射中（$!0.6 ps），平均電離度（""#

速電子がターゲット裏面に到達する際の電気抵抗性加熱にの上昇は，高速電子の循環による電子衝突電離に起因すよるものである．裏面に到達した後，高速電子自ら帰還電る．対して，電子温度（!#）は裏面への高速電子輸送が引流を供給するため，温度上昇は持続しない．その結果，き起こす電気抵抗性加熱により増加する（図５（e，f）の0.5 ps では""#と !#の空間分布がずれた非平衡プラズマの0.5 ps）．特筆すべき点は，電子温度が上がった領域は電離形成となる．

された領域よりも狭いこと，また，電子衝突電離過程では，

図５（b）‐（f）にて，レーザー終了後，上昇する平均電離度〜１２までしかイオン化されないことである．これは，"#"と電子温度は熱拡散加熱に起因する（時刻 1.0−2.0 ps）．プ

チタンの M 殻電子まで電離された状態に相当し，高速電子

リプラズマの電子温度は 300 eV 程まで加熱され，プリプラがターゲット中を複数回往復しても，高エネルギー電子にズマ中の熱電子が固体チタンプラズマへ拡散する．図５

よる電子衝突電離では，１２価よりも高い電離チタンプラズ（g）は，1.5 ps での Y〜50 μm に沿った電子とイオンの運動

マは生成できない．

量空間を示す．固体薄膜とプリプラズマの境界の温度勾配

レーザーパルスが終わった後（$"0.6 ps）に始まる熱拡により，電子が固体内部に拡散していく様子がわかる．こ散加熱は，電子温度，電離度ともに増加し，均一であったの熱拡散加熱により，"２価以上に，電子温度も 70 eV"#は１

電離度の一部に隆起ができる．ピコ秒オーダーの時間ととから〜250 eV 程に上昇している．加熱領域は中心領域だけもに熱電子が固体プラズマに拡散し，本実験では最大値ででなく薄膜の上下方向（Y 方向）にも広がっている．図５〜１９，!#!250 eV に達している．また，単色 X 線イメー"#"（g）で は，臨 界 密 度 付 近 に で き る 掃 引 ポ テ ン シ ャ ル

ジングで観測された K#の欠損から，熱拡散加熱はター（sweeping potential）によって加速された高速イオン［２０］

ゲットの大きさに依存しないことが確認された．これは前も見られるが，加熱が始まる 1.0 ps ではイオンは薄膜に到

節２．
３．
２の（３）を支持する．つまり，この結果は（!）K#の発達していないこと，また薄膜中を輸送する高速イオンビー

光は !#ではなく""#と相関があり，（"）K#線は非熱的高速

ムの広がりが加熱領域よりも小さいことから，高速イオン

電子（MeV）と高エネルギーの熱電子（〜100 keV）の両方

による加熱は影響がないと結論づけられる．

によって生成される可能性があるため，K#の総光量や

図５（h）では，図４（d）の単色 K#線像のラインアウトとcold K#スペクトルを使った診断方法は，固体部分の電子シミューレションの電離分布の比較を示す．単色 X 線像は温度診断には使えない．

時間積分した像であるため，シミュレーションの電離分布

矛盾点として挙げたターゲットサイズの変化によるを時間積分すると，実験で得られた K#スポット外縁の幅

K#/K$の強度比や K#線の広がりの変化は，ターゲットがとよく一致している．仮に K#線の強度分布が電子温度を小さくなるにつれて引きずり加熱の寄与が増えたわけでは表しているとすると，計算による温度プロファイルは，実なく，ターゲットの縮小化に伴い K#，K$線の総量が減っ

験よりも広がった形となり一致しない．さらに図４（e）にたため，K#欠損領域の高電離チタンイオンからの発光が見られるような薄膜上で均一な K#分布は，電子温度分布顕著になったと考えると辻褄が合う．

では説明できない．

２．
５ まとめ

K#線の欠損領域を再現するには，電離度に依存する K#
シフトを計算結果に考慮する必要がある．前節で紹介した

本章では，高強度サブピコ秒レーザーを用いて等積加熱

点光源を仮定した衝突輻射モデルの原子核物理コードをした固体チタン薄膜の加熱機構の実験的証拠を提示した．

使って，湾曲結晶のバンド幅内の K#線強度と電離度の関従来の X 線分光計測に加え，単色 K#線イメージング計測

係式とPIC計算の電離度分布を使った場合，K#欠損を過大

より高電離した領域の計測に初めて成功し，その生成過程

評価しており，実験は再現されない．これはスペクトルのを特定することで高速電子を介した等積加熱の物理過程を計算が，点光源プラズマを仮定していること，また高密度解明した．粒子シミュレーションと実験の比較より，固体による効果を考慮していないことなどが挙げられる．ここ

薄膜の加熱は，電気抵抗性加熱の後に起こる熱拡散加熱がでは，ステップ関数に基づく現象論的な信号低減モデルを支配的であり，引きずり加熱は固体密度ではほぼ加熱に寄用いると，実験と 1.5 ps まで時間積分した計算で得られた与しない．ただし，それぞれの加熱機構の寄与はプラズマ

電離度のプロファイルはよく一致した．シミュレーション

密度，レーザー条件等により変化するため，それぞれの条

より，K#の欠損は ""#が１７価以上の領域であり，その幅の件で実験的検証が必要である．次章では大口径キロジュー

大きさ 33.6 μm は実験結果と一致する．ここで割愛した K#

ルクラスのピコ秒レーザーによる等積加熱について述べらの欠損を再現するために用いたモデルと計算されたモデル

れている．ここで紹介したサブピコ秒レーザー実験では，は，文献［１４］の補足資料（Supplemental Materials）を参照

電離度分布は実験により示されたが，電子温度は示されてされたい．

おらず，新たな計測手法の開発・測定が今後の課題であ２．
４．
２ サブピコ秒レーザーを用いた固体薄膜の等積加熱る．また，サブピコ秒で 1020 W/cm2 以上に達する高強度

物理
前節で紹介した実験と PIC 計算より得た新たな知見をま

レーザーを使えば，keV 温度以上の高温高密度プラズマ（hot dense matter）の形成も可能であると思われる．次章
４５６

Special Topic Article

2. Understanding of Short-Pulse Laser Isochoric Heating of a Thin Solid Foil using 2D Monochromatic K!Imaging

H. Sawada［９］H.-K. Chung et al., High Energy Density Phys. 1, 3 (2005).
https://nlte.nist.gov/FLY/［１０］H.-K. Chung et al., AIP Conf. Proc. 1811, 020001 (2017).
［１１］山口弘悦：プラズマ・核融合学会誌 95, 610 (2019).
［１２］S.N. Chen et al., Phys. Plasmas 14, 102701 (2007).
［１３］P.M. Nilson et al., Phys. Plasmas 18, 056703 (2011).
［１４］澤田 寛 他：プラズマ・核融合学会誌 90, 672 (2014).
［１５］H. Sawada et al., Phys. Rev. Lett. 122, 155002 (2019).
［１６］P.P. Wiewior et al., J. Phys. Conf. Ser. 244, 032013 (2010).
［１７］T. Missalla et al., Rev. Sci. Instrum. 70, 1288 (1999).
［１８］M.J. Berger et al., NIST Standard Reference Database124, DOI: https://dx.doi.org/10.18434/T4NC7P［１９］J.J. MacFarlane et al., J. Quant. Spectrosc. Radiat. Transf.
99, 381 (2006).
［２０］Y. Sentoku et al., Phys. Plasmas 10, 2009 (2003).

以降で述べられる様に，様々な高強度短パルスレーザーを用いた等積加熱研究は，高強度レーザーとプラズマの相互作用の理解と共に等積加熱プラズマの応用には不可欠である．

参考文献［１］重森啓介：プラズマ・核融合学会誌 92, 218 (2016).
［２］千徳靖彦：プラズマ・核融合学会誌 95, 284 (2019).
［３］米田仁紀：プラズマ・核融合学会誌 81, 172 (2005).
［４］米田仁紀：プラズマ・核融合学会誌 83, 624 (2007).
［５］A.J.Kemp et al., Phys. Rev. Lett. 97, 235001 (2006).
［６］東 直樹 他：プラズマ・核融合学会誌 95, 322 (2019).
［７］Y. Sentoku and A.J. Kemp, J. Comp. Phys. 227, 6846 (2008).
［８］千徳靖彦：プラズマ・核融合学会誌 90, 299 (2014).

４５７

J. Plasma Fusion Res. Vol.96, No.9 (2020)４
５８‐４６２

小特集 短パルス高強度レーザーによる等積加熱が拓く高エネルギー密度科学

３．固体密度を超える高密度プラズマの等積加熱の X 線計測
3. X-Ray Measurement for Fast Isochoric Heating of High Energy Density Plasma
松尾一輝
MATSUO Kazuki
大阪大学レーザー科学研究所（原稿受付：２
０
２
０年６月２
０日）

キロジュール級の短パルス高強度レーザーの登場により，固体密度以上の物質を等積加熱し，高エネルギー
密度プラズマを生成することが可能となった．また等積加熱を再現するプラズマシミュレーションの発展により，ひとくちに等積加熱といっても，そこには複数の加熱機構が組み合わさっていることがわかってきた．等積加熱という複雑な加熱機構の解明に迫るためには，ある密度のプラズマをどれだけの温度まで加熱できたかという，加熱の結果を正確に測定するだけでは不十分である．複数の加熱機構がどのような割合で起こっているのかといった，加熱機構の解明に迫ることのできる計測方法の確立が必要となる．本章では，等積加熱によって生成された keV 温度・固体密度以上のプラズマを特徴づけ，等積加熱の加熱機構の解明に迫ることができる，ドープ
ターゲットを用いた X 線スペクトル計測，発光分布計測について重点的に解説する．
Keywords:
picosecond relativistic laser, isochoric laser heating, high energy density plasma, x-ray spectroscopy, x-ray imaging

３．
１ はじめにイールド計測はプラズマの情報を正確に反映しており，加18

2

前章でも述べられたように，レーザー強度 10 W/cm

熱の結果を計測するには有効な手段として認知されていを超える高強度短パルスレーザーを用いることで，密度をる．

固体に近い状態に維持したまま物質を 等積加熱 し，非常

近年，等積加熱を再現するプラズマシミュレーションに高い圧力状態を作り出すことが可能である．この等積加［４］の発展により，高強度レーザーによる等積加熱の加熱

熱は加熱の対象となるプラズマの密度やレーザーのパラ

機構は，レーザーによって加速された高速電子と物質が衝メータ等に大きく依存する．本章ではレーザーのエネル

突電離する直接衝突加熱（drag heating），レーザー照射面

ギーがキロジュールを超えるような大型の短パルス高強度

近傍で高速電子群によって引き起こされる電流による電気によって等積加熱された固体密度以上のプラズマの計測に抵抗性加熱（resistive heating），照射面近傍で加熱された

ついて取り上げる．

プラズマの熱エネルギーが拡散的に固体内部に侵入してい大阪大学レーザー科学研究所の激光 XII 号レーザーを用

く熱拡散加熱（diffusive heating）といった複数の加熱機構

いてプラズマを固体密度以上に圧縮し，キロジュール級のが組み合わさっていることがわかってきている．従来から短パルス LFEX レーザーを用いて圧縮したプラズマを加熱行われてきたような，加熱の結果を正確に測定する手法だすることで，太陽内部の圧力に匹敵するギガバール（keV

けでは計測によって，等積加熱の複雑な物理機構に迫るこ

温度・固体密度以上のプラズマに相当）を超える高エネルとは難しい．

ギー密度のプラズマ生成が達成されている［１］．そのよう本章では，等積加熱によって生成された keV 温度・固体

なプラズマを地上に作り出すことができれば，地上にいな

密度以上のプラズマを特徴づけ，等積加熱の加熱機構の解

がら星内部の物性を研究するといった宇宙物理などの学術明に迫ることができるドープターゲットを用いた X 線スペ研究の進展，高輝度 X 線源など将来の応用が期待される線

クトル計測，発光分布計測の手法について重点的に解説す源の開発，究極的には核融合などの応用研究の展開が可能

る．

となるため，精力的な研究が現在も進められている［２］．

３．
２ X 線計測のためのドープターゲットの開発レーザーで加熱された高エネルギー密度プラズマの温度・密度の見積もりには，高密度プラズマ中で減衰するこ等積加熱の加熱機構に迫るために，keV 温度まで加熱さとなく外部に放射される X 線や中性子の観測が主に用いられることによって電離し，特徴的な輝線 X 線を発生するトれてきた［３］．特に， 外部から照射した透過 X 線の観測，レーサーとなる物質をあらかじめレーザー照射の標的となおよびプラズマから発生する自発光 X 線の計測，中性子のるターゲットにドープしておくことで，トレーサーとなっ

Institute of Laser Engineering, Osaka University, Suita, OSAKA 565-0871, Japanauthor’s email: matsuo-k@ile.osaka-u.ac.jp

４５８!2020 The Japan Society of Plasma
Science and Nuclear Fusion Research

Special Topic Article

3. X-Ray Measurement for Fast Isochoric Heating of High Energy Density Plasma

K. Matsuo

た物質の原子から発生する X 線を計測し，現象の理解を進める手法が有用である．
レーザーによって加速された高速電子と電離前のトレーサー物質が衝突電離し，直接衝突加熱が起きる際に，ト
レーサー原子は K!線と呼ばれる特性 X 線を放出する．分光器を用いてターゲットから発生した X 線をスペクトル分
解し，K!線の絶対量を計測することで，直接衝突加熱によって何％のレーザーエネルギーがプラズマの加熱に寄与したかという効率を算出し，その発光分布を計測すること
で直接衝突加熱がターゲットのどのあたりで優位におきた
図２ （a）
オレイン酸銅ターゲットと（b）
D2O 液体ドープターゲッ
トの写真．

かを計測することが可能である．
また等積加熱によってターゲットの加熱が進み，トレー
サー物質の電離が進んでいくと，トレーサー原子は各電離度・固体密度以上の状態を達成するために，２つの異なる状態に応じて Li-like サテライト線，!"!線といった共鳴線

方法で製作された実験用ターゲットの写真である．レーを放出する．X 線をスペクトル分解し，各共鳴線の強度比

ザー照射の標的となる球形のターゲットにレーザーガイドを計測することで，プラズマの電子温度を同定することが用の金コーンが取り付けられた形状をしている．これらの可能である．

ターゲット製作技術について以下の項でその概要を紹介すターゲットにドープするトレーサーは対象となるプラズ

る．
３．
２．
１ オレイン酸銅ターゲット

マの電子温度から判断される．例えば銅の原子は，図１のように 500 eV から 2 keV の範囲で，!"!線を放出するヘリ

ドープターゲットを高精度に形作る技術の一つとして，ウム様にまで電離された原子や，Li-like サテライト線を放

エマルション法を用いて銅のトレーサーを含有した中実球出するリチウム様の原子の存在比が変わっていく．この比

ターゲットの開発が行われた［５］．この方法ではまず銅をは !"!線と Li-like サテライト線の強度比に対応しており化学的に含んだオレイン酸銅［Cu（C18H33O2）2］と有機溶媒

500 eV から 2 keV 程度のプラズマであれば，これらのスペとしてベンゼン，ジクロロエタンを混ぜ合わせ，オレイン

クトルの強度比からプラズマの電子温度を計測することが酸銅溶液を作る．次に，ガラス毛細管マイクロ流体デバイ可能である．一般的にトレーサーの原子番号が大きいほスを使用して，ポリビニルアルコール（PVA）中にオレイ

ど，ヘリウム様などの高電離状態まで電離が進みづらいた

ン酸銅の液滴（エマルション）を生成する．オレイン酸銅

め，500 eV から 2 keV よりも温度の高いプラズマの温度を溶液と PVA の流量をコントロールすることで，中実球のHe!線と Li-like サテ ラ イ ト 線 の 強 度 比 で 計 測 す る場合

直径をコントロールすることができる．その後，エマル

は，より原子番号の大きいトレーサーが適している．

ションをロータリーシェーカーにセットし，２〜３日間攪拌して，有機溶媒を除去する．これにより，オレイン酸銅

上記で述べた計測には，従来から行われてきた X 線のスの中実球をエマルションから得ることができる．

ペクトル，イメージング計測の発展に加えて，ドープター
ゲットを高精度に形作る技術が不可欠である．また近年

エマルション法で作られたこの中実球は X 線計測に十分は，様々なターゲットデザインが実験に用いられるようにな原子比で 0.93％ の銅を含み，測定された球の最大半径となったことから，ターゲット作製も幅広いアプローチの技

最小半径の差が球の平均半径に対して３％という良好な真術が求められるようになってきた．図２は高強度レーザー

球度を示した．この中実球ターゲットをレーザーによってによって圧縮したプラズマを等積加熱することで keV 温

圧縮し，高強度レーザーによって等積加熱することで，
keV 温度・固体密度以上の高エネルギー密度のプラズマを生成し，プラズマから発生する X 線を計測することで，等積加熱の加熱機構の解明に迫ることができる．またこの研究では，実験側からの要求により，溶質としてオレイン酸
銅が選択されたが，異なる溶質を選択することにより，ト
レーサーとなる物質の種類や濃度を変更することができる
ため，このターゲット製作技術は今後幅広い実験で応用されていくと期待される．
３．
２．
２ D2O 液体ドープターゲット
等積加熱の加熱機構に迫るためには，銅などの原子をトレーサーとしてドープしておき，その原子から発生する X
線を計測することによって現象の理解を進める手法が有用である一方で，慣性閉じ込め核融合では，重水素とトリチウムを含む燃料ターゲットを使用し，それらの核融合反応

図１

プラズマの電子温度と銅の各電離状態の存在比．

で生成される中性子のイールドを測定することで，プラズ
４５９

Journal of Plasma and Fusion Research Vol.96, No.9 September 2020

マの質量面密度（g/cm2），イオン温度を計測している．X
線計測のためのトレーサーに加えて，重水素とトリチウムを含んだターゲットを開発することができれば，等積加熱の加熱機構に迫る計測と核融合反応の計測つまり，加熱の過程と結果を同時に測定することが可能となり，慣性核融合の実験用ターゲットとして極めて有用である．
上記のような要求から，ポリスチレンカプセルの中に銅などのトレーサー材料に加えて重水素，トリチウムを含んだ溶液が封入されたターゲットの製作方法が開発された［６］．この方法ではまず，ポリスチレンのカプセルにフェムト秒レーザーを照射して，直径 20 μm 程度の穴を開ける．ターゲットの最終的な直径はこの時使用するポリスチ
レンのカプセルによって決定される．次にガラスキャピラ
リーを穴に通し，そのキャピラリーを通して X 線トレー
サー材料を含む溶液（銅を X 線トレーサーとする場合は

図３

等積加熱の機構の概要図．

CuCl2 の溶液を使用）と D2O 溶液をカプセルに充填する．X
線トレーサー材料を含む溶液とD2O溶液の配合を変えるこ

衝突しやすいため，リターン電流はプラズマをオーム加熱とで，最終的にターゲットに含まれることになる X 線ト

する．これを抵抗性加熱と呼び，特に高速電子の電流密度

レーサーの含有量をコントロールすることができる．

が高い場所であるレーザーとプラズマの相互作用領域におX 線トレーサー材料を含む D2O 液体で満たされたター

いて支配的な加熱メカニズムである．

ゲットが T2O 雰囲気下に置かれると，ポリスチレンは D2O

抵抗性加熱によってレーザーとプラズマの相互作用領域

および T2O に対してわずかに透過性があるため，D2O はが高温になると，背景の電子たちによってこの高温領域のT2O に交換され，ポリスチレンのカプセル内で完全に混合

熱エネルギーは低温で密度の高い領域に拡散的に輸送されされる．この T2O の置換システムは，T2O の代わりに H2Oていく．これを拡散加熱と呼び，レーザーによって高温領を使用してテストされ，約５０％の D2O が置換されたことが域が保たれ続ける限り，高温領域の熱エネルギーは連続的確認された．このターゲットは，実際の実験では使用されに密度の高いプラズマに供給され続ける．

てはいないものの，将来の核融合実験で導入される予定でこれまでの研究では，上記で述べた直接衝突加熱の研究ある．

がkeV温度・固体密度以上のプラズマを対象に行われてきた．ドープターゲットを用いた X 線スペクトル計測，発光３．
３ 等積加熱のダイナミクスに迫る X 線計測

分布計測を行うことで，等積加熱によって生成された keV

本節では，前節で紹介したターゲットをレーザーで圧縮

温度・固体密度以上のプラズマを特徴づけたことで，直接後，等積加熱し，ターゲットに含まれるトレーサーから発加熱だけではなく拡散加熱も，固体密度以上のプラズマを生する X 線を計測した結果について概説することで，等積

keV 温度を超えて加熱するために重要であることがわかっ

加熱という複雑な物理機構に迫っていく．本実験は，大阪てきた［１，
７］．

大学レーザー科学研究所の激光 XII 号レーザー及び LFEX

３．
３．
１ X 線スペクトル計測による加熱機構の解明

レーザーを用いて行われた［１］．計測は，対象となるプラズ

実験では，オレイン酸銅中実球ターゲットを圧縮後，ピマに関する物理的描像があって初めて意味のあるものとな

コ秒の高強度レーザーで加熱し，銅の輝線スペクトルを結る．そのような視点を踏まえ，まず等積加熱の物理的描像

晶型の X 線分光器で取得した．図４は銅のトレーサーからについて簡単に振り返る．

発生した，8.0 から 8.6 keV の範囲の X 線スペクトルを示し

等積加熱には，図３に示したように３つの主要なメカニている．8.05，8.35，および 8.39 keV のピークは，それぞれズムがあることが知られている．右辺の最初の項は直接衝

Cu-"!線，Li-like Cu サテライト線，および Cu-!#!線とい突加熱の項である．高強度レーザーとプラズマが相互作用

う名前がついている．

することで高速の電子がレーザー進行方向に加速される．

Cu-K!線は高強度レーザーで加速された高速電子が中性

高 速 電 子 の 経 路 長（!）に 沿 っ た コ ア の 質 量 面 密 度（電離していない）の銅の K 殻から電子を励起し，その緩和（"!）が高速電子を止めるのに十分である場合（1 MeV の過程で発生する特性 X 線である．K!線の絶対量はレー

高 速 電 子 に 対 し て お お よ そ "!!0.6 g/cm が 要 求 さ れ

ザーによって加速された高速電子と圧縮されたプラズマのる），この高速電子の衝突によるプラズマの直接加熱は優衝突の効率，つまり直接衝突による加熱の効率を表してい位なものとなる．

る．Li-like Cu サテライト線と Cu-He!線はそれぞれリチウ

2

レーザー進行方向に高速電子流が流れるとプラズマは電ム様，ヘリウム様まで電離された銅の K 殻から電子が励起荷中性を保とうとするため，高速電子の進行方向とは逆のされることで発生する X 線スペクトルである．プラズマの流れを持つ電流（リターン電流）が駆動される．リターン

電子温度によって銅の各電離状態の存在比が変わるため，

電流は高速電子よりも平均速度が遅く，周りのプラズマとこの強度比は，主にプラズマの電子温度，また分光器の視４６０

Special Topic Article

図４

3. X-Ray Measurement for Fast Isochoric Heating of High Energy Density Plasma

K. Matsuo

図５

K!線と He!線の発光分布．参考文献［１］補足資料の図 S
３を引用．

図６

1 keV の等温線の時間発展．レーザー照射側（右側）からコ
アの中心に向かって 1 keV 以上の温度の領域が拡散していく．

スペクトル計測結果．

線に沿ったプラズマの厚さおよび密度に関する情報を反映している．
X 線スペクトル計算コード FLYCHK の計算結果から実験で取得した Li-like Cu サテライト線と Cu-He!線の強度比を，別途計測されたプラズマの密度の範囲で再現するスクリプトを作成し解析を行い，加熱されたターゲットの温度を決定した．測定値はプラズマを最大 2.2 keV まで加熱し，太陽内部に匹敵する２２ギガバールも高圧力プラズマが生成されていることを示していた．また Cu-K!線の絶対量からたプラズマをピコ秒の高強度レーザーで直接加熱した際

直接衝突加熱による加熱効率も別途見積もられた［８］．直に，1 keV 以上の温度領域が広がっていく様子を示したシ接衝突加熱による最大結合効率は 7.7％ であり，これは直ミュレーション計算結果である．抵抗性加熱によってレー

接衝突加熱によってプラズマが最大 80 eV まで加熱された

ザーとプラズマの相互作用領域でプラズマが加熱され，そことを示している．直接衝突加熱だけでは上記で達成されの周囲に熱波が秒速数千キロメートルで拡散的に広がってた keV 温度を超えるプラズマの生成を説明できない．これいく様子を見ることができる．熱波は，加熱レーザー照射

は直接衝突加熱以外の，他の加熱メカニズムも加熱に寄与が終了した後も 10 μm/ps を超える速度で伝播し，レー

していることを示唆している．

ザーのピークから 4.8 ps 後には，圧縮された密度の高い領

３．
３．
２ フレネルフェーズゾーンプレートを用いた加熱領域（X>−40 μm）が 1 keV 以上の電子温度まで加熱された．

域の可視化

この PIC シミュレーションは，拡散加熱が keV 温度を超え

加熱領域の特定のために，等積加熱された高エネルギーて高密度領域を局所的に加熱できる加熱プロセスであるこ

密度プラズマの二次元加熱分布をフレネルフェーズゾーンとを明らかにした．

プレート（FPZP）によって測定した．FPZP はタンタルや

３．
４ まとめと展望

金などの金属で構成されたマルチリング形状をしており，入射してきた X 線がそのリング上で回折をおこ すこと本章では，等積加熱によって生成された keV 温度・固体

で，結像点で X 線の強めあいが起こり，像が結ばれる．

密度以上のプラズマを特徴づけ，等積加熱の加熱機構の解

図５に示すように，トレーサーから放出された "!線と明に迫ることができるドープターゲットを用いた X 線スペ!#!線がそれぞれ FPZP によって画像化され，加熱領域がクトル計測，発光分布計測の手法について重点的に解説し特定された．"!線はターゲットの端で強く観察される一た．従来から行われてきた中性子のイールド計測のように方で，加熱領域である !#!線の発光がレーザー軸に沿って加熱の結果を正確に測定する手法に加えて，ドープター

強く観察された．この発光領域の違いは，コアがレーザーゲットを用いた X 線スペクトル計測，発光分布計測を行っ

軸に沿って局所的に加熱されていることを示している．

ていくことで，より深く等積加熱の複雑な物理機構に迫る

３．
３．
３ ２次元 PIC シミュレーションによる等積加熱の計算ことができる．今後は，この X 線スペクトル計測，発光分

この加熱の物理的描像にせまるため，加熱実験で得られ布計測に時間分解計測を組み合わせて，等積加熱の物理機

た密度分布を使用して，２次元の粒子内セル（PIC）シミュ

構により詳細にアプローチしていこうと考えている．

レーション（PICLS）による計算を行った．図６は圧縮し
４６１

Journal of Plasma and Fusion Research Vol.96, No.9 September 2020

謝辞は，大阪大学レーザー科学研究所の東 直樹氏，岩田夏弥講

激光 XII 号レーザー及び LFEX レーザーを利用した実験師，千!靖彦教授にご尽力いただき感謝いたします．

に関して，大阪大学レーザーエネルギー学研究所の多くの職員，学生の方々に感謝いたします．特に X 線の計測に関

参考文献

しては，大阪大学レーザー科学研究所の李昇浩博士，坂田［１］K. Matsuo et al., Phys. Rev. Lett. 124, 35001 (2019).
［２］千徳靖彦：プラズマ・核融合学会誌 95, 6 (2019).
［３］重森啓介：プラズマ・核融合学会誌 92, 3 (2016).
［４］Y. Sentoku and A.J. Kemp, J. Comp. Phys. 227, 6846 (2008).
［５］Y. Iwasa et al., Fusion Eng. Des. 125, 89-92 (2017).
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［８］S. Sakata et al., Nat. Commun. 9, 3937 (2018).

匠平博士，藤岡慎介教授，ネバダ大学の澤田寛准教授がいなければ遂行することができませんでした，感謝いたします．またターゲット開発並びに製作に関して，大阪大学
レーザー科学研究所の有川安信講師，産業技術総合研究所の岩佐祐希博士にご尽力いただきました，感謝いたします．また等積加熱の理論及びシミュレーションに関して

４６２

J. Plasma Fusion Res. Vol.96, No.9 (2020)４
６３‐４６７

小特集 短パルス高強度レーザーによる等積加熱が拓く高エネルギー密度科学

４．レーザー等積加熱による高電離重金属プラズマの生成
4. Formation of the Highly Charged Metal Plasma
by the Isochoric Heating by Short Pulse High Intensity Laser
西内満美子
NISHIUCHI Mamiko
量子科学技術研究開発機構 関西光科学研究所（原稿受付：２
０
２
０年６月２
０日）

高強度（＞1021 Wcm−2）短パルス（数十フェムト秒）のレーザーと金属固体薄膜（サブミクロン厚）を相互作用させることで，高温（〜10 keV）固体金属プラズマが生成できるということが，最近，実験・理論・シミュ
レーション手法を用いて明らかとなってきた．本章では，量研関西研の J-KAREN-P レーザーの時間波形を精密に制御・計測し超高強度で銀のターゲットに照射し，高温固体金属プラズマを生成し，そこから加速されて飛び出した多価の銀イオンの価数・エネルギーをプラズマ中のダイナミクスを計測するプローブとして用い，プラズマ中における電離過程を調査した結果について示す．
Keywords:
plasma, short-pulse high intensity laser, highly charged heavy ion, ion acceleration

４．
１ はじめに

非加速イオンの質量が重いほど，小型化の効果が優位とな最先端のペタワット級超高強度短パルスレーザーを，り，加速効率も既存加速器に勝るうえに，加速時間が極短極小空間（波長程度〜マイクロメートル）に絞り込むと，

時間（レーザー光のパルス幅程度）であるという特徴があ

強烈な強さのレーザー電場を生成することができる

るため，単に小型の重イオン加速器というだけではなく，（＞100 TV/m）．この電場に固体金属薄膜をさらすとどう

新しいパラメータを提供できる重イオン加速器を生み出すなるのだろうか？固体金属薄膜は，一瞬にして，地球上の可能性も期待されている［２，３］．

他のいかなる方法によっても得ることができない特異な極

しかし，現状においては，この特異なプラズマをレー

限プラズマと化すことが，最近筆者を含む共同研究グルー

ザープラズマ多価重イオン加速源として実際に応用するまプが行った研究によって，実験・理論的に明らかになってでには，調査・解決すべき課題が未だ数多く存在していきた．すなわち，ターゲットは固体密度を保ったまま，太る．例えば，様々な応用先において，被加速粒子のエネル

陽コア内部を超える超高温（〜10 keV）にまで一瞬にしてギースペクトルの制御が求められるにもかかわらず，エネ

加熱される（高温度・固体密度重イオンプラズマ）．この

ルギースペクトルに絶大な影響を与える要因の一つである

ような特異な極限プラズマは，高コントラスト超高強度短イオンの価数分布の制御方法が，未だ正確に理解されていパルスレーザーを持ってして，初めて我々が地上で手にすない．その理由の一つとしては，特異な極限プラズマを生ることができるものであり，輻射を含むエネルギー輸送過成するために必要不可欠な PW 級の超高強度短パルスレー

程，原子過程等に関しての研究はまさに始まったばかりでザーが，近年になりようやく世界各国で動き始めたところある．これらを理解することで，高エネルギー物理，核物であり，特異な極限プラズマの研究はまさに始まったばか理学などの分野に新しい切り口を与えることができると考りだという背景がある．

えられる［１］．

我々は量子科学技術研究開発機構 関西光科学研究所

また，この特異なプラズマは同時に量子ビーム源という（量研関西研）における，PW 級超高強度短パルスレーザー

顔を持つ．その中でも，特に重イオン加速源として最適な

J-KAREN-P を重イオン薄膜と相互作用させ，特異な極限

特徴を兼ね備えている．この極限プラズマ中においては，プラズマを生成し，極限プラズマをイオン源として最適化

従来型加速器技術では不可能な重イオンの高エネルギー加する際に，必要不可欠な情報であるプラズマ中における重速と多価電離を同時に達成できるため，飛躍的に小型化しイオンの電離過程を調査した．ターゲットノーマルシース

た重イオン加速器につながる技術として応用が期待されて加速機構（［４］，以下 TNSA）によって加速された重イオいる．特に，このレーザー駆動型の重イオン加速手法は，ンの電離機構を詳細に調査した研究は世界でも初めてであNational Institutes for Quantum and Radiological Science and Technology Kansai Photon Science Institute, Kizugawa, KYOTO 619-0215, Japanauthor’s e-mail: nishiuchi.mamiko@qst.go.jp

４６３!2020 The Japan Society of Plasma
Science and Nuclear Fusion Research

Journal of Plasma and Fusion Research Vol.96, No.9 September 2020

る．手法としては，ターゲットバルクから発生する重イオ［７］を示す．図２（a）は，外部電場によって，例えば銀を４０ンをプラズマ中のダイナミクスのプローブとして用い，得価（L 核電子）まで電離するには，200 TV/m 程度の電場がられた実験結果を，理論的考察及びシミュレーションを用必要となることを示している．本来ならばレーザー電場をいて再現した．Particle-in-cell（PIC）コードとしては，超高静電場と扱うのは正しくないが，内核電子がレーザー周期

強度レーザーと急峻に立ち上がる密度勾配を持つプラズマに比して十分に早く電離される場合は，レーザー電場を静との 相 互 作 用，及 び 各 種 電 離 過 程 を組 み 込 ん だ２次 元電場と近似し，図２（a）の描像にて大まかな状況を把握す

PICLS コード［５］を用い，かつ，レーザープラズマ相互作用

る こ と が で き る．す な わ ち，例 え ば 集 光 強 度 がを大きく左右するレーザーの時間波形をメインパルスのナ

5×1021 Wcm−2 である場合（レーザー電場は約 200 TV/m

ノ秒近く前から精密に測定し，シミュレーションへのインに相当），レーザーによる４０価の銀は電離可能であること

プットパラメータとして忠実に反映させた．このようながわかる．

「現実をより精密に反映したシミュレーション」の試みは一方において，ターゲットのレーザー照射側の裏面にお非常に稀であり，結果として得られた「実験をよく再現すいては，非常に強いシース電場が形成される．このシースるシミュレーション」から引き出される極限プラズマ中の電場の強度は，原理的には，レーザーの強度の約７割近く物理過程には，高い信頼性があることを示す．

まで高められることがわかっている［８］．すなわち，レー

本章では，まず，特異なプラズマ中で起こりうる電離過ザー電場を 200 TV/m でターゲットに照射した際に，裏面程を解説した後，実験的に高温固体重イオンプラズマを生に形成されるシース電場の強度は，最大で 140 TV/m に達成し，その実験結果を再現するシミュレーション結果に基する．しかし，この強度においては銀のイオンは４０価まで

づきプラズマ中で支配的な電離過程について考察し，最後イオン化することは非常に難しい．
また，レーザーはプラズマ内部の臨界密度領域まで伝搬にまとめと今後の展望を述べる．

する．例えば，波長１ミクロンメートルのレーザー光に対する臨界密度（%$）は〜1021 cm−3 であり，固体金属内部に

４．
２ 高密度プラズマ中の電離過程
図１は，相対論的強度のレーザーと物質が相互作用したおける電子密度に比べて数桁低い密度である．レーザー光際に貢献する電離過程を示す．シース加速場およびレーはプラズマの臨界密度付近で強く吸収され，メガアンペア

ザーによる電離過程，電子衝突電離過程，光電離過程が，近い電流をもつ高速電子流に変換される．ターゲットのどこの場所で支配的になる可能性があるのかを示す．以

レーザー照射面側においてはこの高速電子流による衝突電下，わかりやすいように，あとで記述する実験で使用した離過程も貢献する．さらに，プラズマ中の電子がレーザー

パラメータをもとに説明する．実験においては，10 J，45 fs

電磁場によって直接搖動されることで発生する高エネル

21−2のレーザーをピーク強度 5×10 Wcm

で，銀の薄膜に照ギーの光子（X 線）による光電離過程も無視できない．

射した．

次にターゲットの内部における状況を考える．レーザー

高強度短パルスレーザーが固体薄膜ターゲットと相互作の強度が上がるにつれ，臨界密度は "倍上昇するが（"%$&，

用すると，レーザー照射面から一気にターゲットはプラズ
マ化する．通常，メインパルスとターゲットとの相互作用#"（＝相対論的因子）"!"!"!
!!!
%##は規格化!
#，"!"$
レーザー強度，$，!!，%，#，#は素電荷，レーザー電場，に先立ち，メインパルスに先駆するプリパルスと呼ばれる

電子質量，レーザー周波数，光速），たとえレーザーの強度

低強度のレーザー成分がターゲットと相互作用し，ターが 5×1021 Wcm−2 ままで上昇したとしても，相対論的臨界

ゲット前面にプリプラズマが生成される．このプリプラズ

密度は，重元素（例えば銀 Z＝４７）の固体密度よりも低い．

マ中で支配的になりえる電離過程としては，レーザー電磁すなわち，ターゲットが十分に分厚く臨界密度以上の条件

場による直接電離過程がある．

を保っている限り，レーザー自体はターゲットの奥深くま

図２に銀（Z＝４７）の静電場による電離過程の確率（図２では伝搬できないために，ターゲット内部においては，（a））［６］と，電子による衝突電離過程の断面積（図２（b））

レーザー電磁場による直接電離過程は無視できるようになる．しかしながら，上記の高速電子流がターゲット内部を流れることでターゲット内部には，電荷分離電場が生成されようとする．これを打ち消すため，低速の電子流がター
ゲット内部で流れ，結果として，これらの低速電子流によ

図１

超高強度短パルスレーザーと金属薄膜ターゲットとの相互作用時に貢献する電離過程．

図２

４６４

銀イオンに対する（a）
静電場による電離確率［６］，及び（b）
電子衝突電離過程の断面積［７］．

Special Topic Article

4. Formation of the Highly Charged Metal Plasma by the Isochoric Heating by Short Pulse High Intensity Laser

M. Nishiuchi

りターゲットが抵抗加熱される．このプロセスは，高速電子流が続く限り，すなわちレーザーのパルスが続く限り継続され，輻射による冷却効果を無視すれば，ターゲットの温度は次式によってあらわされる［９］．
!
!!
"
%
#
!
$$#
!#!"
"
#
!"

!#，%，$$はそれぞれ ##"!で規格化された電子温度，レー
ザーの１サイクルで規格化された時間，臨界密度で規格化されたイオン密度に相当する．#!は幾何学的な補正係数で

図３

実験セットアップ．銀のターゲットから発生したイオンを電場磁場を平行にかけたトムソンパラボラスペクトロメー
タにて分離し，イメージングプレートにて計測．

図４

J-KAREN レーザーの実験時の時間波形（a）
Sequoia による計測，（b）
メインパルス近傍の拡大．黒線は Sequoia による計測グレーは Wizzler による計測．

あり，高速電子が広がり角を持つため，ターゲット内部を伝搬することで密度が減少することを反映する．ターゲッ
ト厚み５００ナノメートル，集光サイズ直径２ミクロンメー
タとした際に約 0.5 となる［８］．また，実験における値を挿入することで，電子温度約10 keV近くまでターゲットが加熱されると予測される．図２（b）より，このような高エネ
ルギー電子は，銀を L-shell にとらわれた電子を十分に電離可能であることがわかる．すなわち，今考えている強度レ
ベルの超高強度短パルスレーザーによって加熱された臨界密度以上のプラズマ中においては電子衝突電離の効果が支配的になると考えられる．
しかしながら実際のところは，レーザー及びターゲット
パラメータの組み合わせにより，どの電離過程が支配的になるかが変化するため，詳細に調査する必要がある．次節

質で，かつターゲット表面に酸化膜が形成されにくい貴金

は，レーザー照射面側からレーザー側に対向して発生する属，という観点より銀を選択した．

イオンビームではなく，応用を考えた際により適する，

ターゲットが厚すぎるとバルクからの銀イオンの加速効

ターゲット裏面から発生する低エミッタンス高エネルギー率が悪いため，ターゲットを徐々に薄くし，銀イオンの効の重イオンビームの生成に支配的な電離過程を調査した実率的な加速が認められる厚みに調整した．ただし，ター

験を紹介する．

ゲットと相互作用後の透過光の量と，発生する陽子線の形状をモニターすることで，加速機構として TNSA が支配的

４．
３ 高コントラスト短パルスレーザー実験であることをぎりぎりの厚みとした．結果とし得られた，

４．
３．
１ 実験のセットアップ

最適な銀の薄膜の厚みは 500 nm であった．

実験では量研関西研にある J-KAREN-P レーザーシステ

次に，ターゲットの表面に存在する不純物層（水やハイム［１０，１１］を 300 TW モードで用いた．図３に実験のセット

ドロカーボン）の除去を行った．ターゲットバルクからのアップを示す．10 J，40 fs のレーザー光を，500 nm の銀の重イオンを加速して取り出す際には，この不純物が邪魔と薄 膜 に F/1.4 の 軸 外 し 放 物 面 鏡 で４５度 の 角 度 か らなる．すなわちこれらの軽元素が真っ先にシース電場で加5×1021 Wcm−2 の集光強度で照射した［８］．ターゲットの速され，ターゲットバルク起因の重イオンの加速を妨げ

レーザー照射面と反対側の面（以下裏面と記述）から発生

る．過去において様々な手法を用いこれらの除去が行われするイオンのエネルギーおよび電荷をトムソンパラボラスて き た［１３‐１６等］．我 々 は J-KAREN レ ー ザ ー パ ル ス をペクトロメータ［１２］を用いて計測した．レーザーの時間波

図４（b）のように整形し，これらの不純物を取り除く手法

形は図４（a）に示すようにナノ秒のコントラストが１０桁以を取った．すなわち，メインパルスに 400 fs 先立って存在上であり，メインパルスから 100 ps 程度前から緩やかに立する 1019 Wcm−2

ち上がるパルスとなっている．

シース（メインの加速場よりも弱い加速場）を生成しこれ

４．
３．
２ ターゲット表面不純物層の除去

らの不純物中の原子をイオン化するとともに同時に加速レベルのプリパルス に よ っ て，プ リ

まず，ターゲットの材質・厚みの最適化を行った．固

し，メインパルスの到達によりメインのシース電場が形成

体密度を保ったままプラズマを加熱する際には，できるされる時刻には，これらの軽元素が十分ターゲットより遠だけプリパルスに耐性のある重元素のターゲットが望ま方に飛ばされ「除去」されている状況を作り出した．

しい．しかしながら，あまり重い元素になると，現状のこれによって，高強度のメインシースに曝されるのは，

J-KAREN-P レーザーで達成できるピーク強度では，なかターゲットバルク起因の重イオンのみになり，効率よく重なか内核電子まで電離するのが難しくなる．図１に示されイオンを加速して取り出すことが可能となる．

たように様々な電離過程が複雑に絡んでいるのを識別する

４．
３．
３ 高エネルギー多価銀イオンの計測

ために，J-KAREN-P レーザーのピーク強度でちょうど L

このようにして表面不純物層を取り去った銀のターゲッ

核電子は電離できても，K 核電子は電離できないような物

トにメインパルスが照射されることで，加速されたイオン
４６５

Journal of Plasma and Fusion Research Vol.96, No.9 September 2020のスペクトルをトムソンパラボラスペクトロメータで計測した結果を図５（a）の 黒 丸 で 示 す．計 測 し た の は，銀のL-shell イオンのスペクトルである．最高エネルギーにして，15 MeV/u の銀イオンが４２価まで電離されていることがわかった．銀イオンの４２価のイオン化ポテンシャルは，＞6 keV に相当する．同時に計測された陽子線の最高エネ
ルギーは 40 MeV であった．

４．
４ シミュレーションとの比較

図５

実験で取得した L-shell 銀イオンのスペクトル（黒丸）．その他のラインはシミュレーション（後述）で得られた陽子，
炭素，銀の価数毎のスペクトル．

図６

メインパルスがターゲットと相互作用する直前におけるターゲット付近の密度分布の様子，（上）プロトン（中）炭素（下）銀イオンの様子を示す．

４．
４．
１ シミュレーションのセットアップ
次に実験で確認された多価高エネルギー銀イオンがどのような電離過程を経て生成されたのかを，理論的考察およびシミュレーション結果との比較で考察する．
J-KAREN-P レーザーのパルスはコントラストが良い条
件であるとは言え，銀の 500 nm のターゲットは非常に薄いため，プリパルスなどのメインパルスに先駆する低強度
レーザー成分との相互作用が無視できない．そのために，ナノ秒から数十ピコ秒までの低強度のレーザー成分とターゲットの相互作用を流体シミュレーションにて再現させ，その結果を PIC シミュレーションの初期条件として反映させた．流体シミュレーションは２次元 FLASH コードを用
い，流体シミュレーション適応の限界であるレーザー強度（1014 Wcm−2）まで計算した．得られたターゲットの密度分布の情報を，衝突，電場による電離及び衝突による電離過程，及び輻射の効果を取り入れた，２次元 PICLS コード［５］に入力し計算を行った．
４．
４．
２ 表面不純物層除去の様子
メインパルスがターゲットに照射される直前のタイミン
グにおけるイオンの空間分布を図６に示す．メインパルスに起因するメインシースは電子密度が高速電子流の密度!
!!"と同程度の密度領域に形成されるが，陽子，フルスト!!"よりリップの炭素の分布は，図中に示された電子密度 !
もはるかに離れた場所に存在する．一方において，電子密!!"の領域はちょうど銀の密度分布と空間的に一致を示
度!
し，銀のみが存在するところにて，メインのシースが形成されていることがわかる．すなわち図４（b）にて示されたパルス波形にて，ターゲット不純物層が除去され，メイン
パルス起因のメインシースは，ターゲット起因の銀のみを加速するという描像が成立していることがわかる．

図７ （a）
メインパルス照射時（上）及びメインパルスから 35 fs
後におけるターゲット中の電子温度．（b）
銀の平均電荷を（a）と同じ時刻にて表示．

４．
４．
３ 高エネルギー多価銀イオンの電離メカニズム
図７に示すのは，メインパルス照射時およびその時刻より３５フェムト秒後の時刻における，（a）ターゲット中の電子温度と（b）銀の平均価数である．メインパルス照射にズマ自体が膨張する効果が無視できなくなるからである．

よって，ターゲットの電子温度が10 keVを超える温度にま次に，加速されてターゲットより飛び出した銀イオンに支で加熱され，同時に平均価数が４０以上となっていることが配的な電離過程を詳細に調べたところ，固体高温プラズマわかった．メインパルス照射後たった３５フェムト秒という中における電子衝突電離が支配的であることが明らかと

短時間でターゲットが加熱されているため，その間ターなった．さらに，多価電離された銀イオンは，ターゲット

ゲットは固体密度を保ったままである．コントラストの悪裏面に形成された強烈なシース電場（シミュレーションよいレーザーやピコ秒のパルス幅を持つようなレーザーを用りそのピーク強度は＞40 TV/m であることがわかっていいた場合だと，このような「固体・高温プラズマ」は生成る）によって引き出され，加速を受け高エネルギーになっ不可能である．レーザーのエネルギー注入よりプラズマがてターゲットを飛び出すことも確認された．もちろん一部

輻射により冷却される効果が効いてくるか，または，プラ

この強烈なシース電場による電離も貢献しているが，実験
４６６

Special Topic Article

4. Formation of the Highly Charged Metal Plasma by the Isochoric Heating by Short Pulse High Intensity Laser

M. Nishiuchi

で計測された４
０価以上の銀は，図２（a）で示されるようにズマが生成でき，どこまで多価重イオンが生成できるのシース場での電離は不可能であることがわかる．また，シか，実験的及び理論・シミュレーション手法を用いて総合

ミュレーションより得られたイオンのエネルギースペクト

的に研究を進めていきたいと考える．

ル（図５）は計測された陽子の最高エネルギー，銀の価数，

謝エネルギー等を，非常によく再現している．

辞本章で紹介した研究成果は，大阪大学レーザーエネル

４．
５ まとめと今後の展望

ギー学研究所，畑 昌育氏，岩田夏弥氏，千徳靖彦氏，関西

本章では，超高強度極短パルスレーザーを固体銀の薄膜光科学研究所，N.P Dover 氏，榊 泰直氏，近藤康太郎氏，と相互作用させることで，固体密度を保ったまま，極短時

今 亮氏，及び［８］の共著者の諸氏との共同研究によるもの

間に銀を 10 keV という高温まで加熱した実験結果を紹介

であり，諸氏に感謝する．本研究の一部は，日本学術振興した．この特異なプラズマは，超短パルスレーザーのピー

会科学研 究 費 補 助 金 Kakenhi 10 K05506，JST プ レ ス ト

21

ク強度が 10 Wcm−2を超える超高強度かつ，最適化されGrant Number JPMJPR16 P9，This work was supported

たコ ン ト ラ ス ト条 件 を 持 つ と き の み 生 成 可 能 で あ り，

by JST-Mirai Program Grant Number JPMJMI17 A1, Japan

J-KAREN-P レーザーの時間波形を精密に制御することでの助成を受けて得られた．

初めて生成可能となった．また，このような特異なプラズ
マ中では，高温に加熱した電子との衝突によってターゲッ

参考文献

ト母材の元素を効率的に多価イオンにすることが可能であ［１］Paul Drake High Energy Density Physics 2006 Springer
10.1007/978-3-319-67711-8.
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［１６］K. Zeil et al., Plasma Phys. Control. Fusion 56, 084004(2014).

る．本章で紹介したように，ターゲットとの裏面には強烈なシース電場が生成できるため，このシース電場にて，多価電離した銀イオンを高エネルギーで引き出すことができ，レーザー駆動重イオン源として最適であることを示した．
今後レーザーのピーク強度をさらに上げていくことにより，さらに重元素の固体高温プラズマの生成を試みることを考えている．もちろん，レーザー駆動重イオン源としての応用の観点からも，どこまでの重イオンがどこまで多価電離され高エネルギーに加速できるかを調査するのは興味深い．それにも増して，ターゲット母材として重元素を選ぶほど，かつ，レーザーの強度を上げるほど，輻射による冷却効果も効いてくると考えられるが，この領域におけるプラズマの輻射過程についてはまだ理解されていないところも多い．また輻射の効果が卓越してくることで，当然重イオンの電離メカニズムも変化する．どこまで高温のプラ

４６７

J. Plasma Fusion Res. Vol.96, No.9 (2020)４
６８‐４７２

小特集 短パルス高強度レーザーによる等積加熱が拓く高エネルギー密度科学

５．X 線自由電子レーザーの固体内吸収過程としての等積加熱
5. Physics of Isochoric Heating by XFEL
千徳靖彦
SENTOKU Yasuhiko
大阪大学レーザー科学研究所（原稿受付：２
０
２
０年６月２
０日）

X 線自由電子レーザー（XFEL）はプラズマ計測として主に使われているが，物質の加熱源としての機能も高い．XFEL を固体に照射すると光子が吸収され光電子やオージェ電子が発生し，それら非熱的な電子によりフェムト秒スケールで固体は等積加熱されプラズマが形成される．XFEL は光子数や光子エネルギーを調整すること
で，吸収率を変え，加熱の深さやプラズマの温度を制御することができる．また，高密度プラズマ中の原子のイオン化ポテンシャル降下量や K 吸収端の電離に伴うシフト量の同定など，基礎物性の精密な検証も可能である．本章では XFEL による等積加熱の物理の詳細を，最新の数値シミュレーション技法も紹介しながら解説する．
Keywords:
Isochoric heating, XFEL, Continuum-lowering, photoionization, Auger ionization, Collisional Ionization,
Particle-in-Cell simulation

５．
１ はじめにまたは X 線の K 吸収端など基礎物性の精密な計測ができ宇宙に存在する星や巨大惑星の内部は，１００万気圧以上る．

の超高圧プラズマ状態にある．そのようなプラズマを高エXFEL は米国 LCLS（SLAC），日本 SACLA（理研）が運

ネルギー密度プラズマと呼び，恒星内部のような超高温状用されており，欧州 European XFEL などの建設が進んで態と，木星など巨大惑星内部に相当する Warm Dense Mat-いる．XFEL は線形加速器で加速された相対論的電子ビー

ter（WDM）と呼ばれる縮退した強結合状態の二つに分類

ムを，SN 極を交互に配置したアンジュレーターに通すこされる．星内部や惑星内部を直接観測することはできず，とで，蛇行運動からシンクロトロン過程により X 線を放射

外部に放射される X 線などを観測するが，観測データの解する．放射される光子のエネルギーは電子のエネルギーや

釈には X 線吸収などの輻射の理論モデルが重要となる．理

磁石のピッチで決定され，現在運用されている硬 X 線領域

論モデルは，実験により検証する必要がある．本章特集での XFEL の光子エネルギーは 1 keV から 20 keV（バンド幅

は，これまで超高強度レーザーにより物質を加熱し，高エ１％以下）の範囲で可変である．

ネルギー密度プラズマを生成する方法について紹介してき

X 線の吸収 過 程 は，レ ー リ ー 散 乱（Coherent scatter-

た．本章では X 線自由電子レーザー（X-Ray Free Electroning），コンプトン散乱（Incoherent scattering），対生成なLaser，XFEL）による等積加熱を解説する．XFEL は物質

ど，光子のエネルギーによって主となる過程は異なる．

の微細構造やプラズマ中の衝撃波の計測などプローブとし

図１に炭素の吸収断面積を示す．硬 X 線領域では光電離過て専ら利用されているが，プラズマを生成する加熱源とし程が最大の散乱断面積（!"!）を持つ．
本章は，XFEL と物質の相互作用を数値シミュレーショ

て紹介する．
本小特集第２‐４章で議論された高強度レーザーによる加ンするために必要な物理モデルを紹介することで，XFEL

熱は，レーザー光の臨界密度近傍での吸収により発生するによる物質の等積加熱の物理を解説する．最新のシミュ

高エネルギー電子が主に担う．XFEL は硬 X 線であり，固レーションを示すことで，XFEL による等積加熱のイメー

体内部に深く侵入し光電離過程で吸収され，その時発生すジを示し，K 吸収端計測の実験との比較検証を基礎物性のる光電子やオージェ電子などの非熱的電子が固体を加熱す

精密計測の例として紹介する．

る．高強度レーザーに比べると生成されるプラズマのボ

５．
２ XFEL と物質の相互作用の物理モデル

リュームは小さいが，光子エネルギーや集光強度を変更す

本節では，XFEL による物質の等積加熱における重要なることで，プラズマの温度や体積を調整し，WDM から高温プラズマまで制御し生成できる．そのため理論モデルの物理過程を解 説 し，プラズマシミュレーションコード

検証や，高密度プラズマ中のイオン化ポテンシャル降下，（PICLS）に組み込んだ物理モデルを紹介する．PICLS はInstitute of Laser Engineering, Osaka University, Suita, OSAKA 565-0871, Japanauthor’s e-mail: sentoku-y@ile.osaka-u.ac.jp

４６８!2020 The Japan Society of Plasma
Science and Nuclear Fusion Research

Special Topic Article

5. Physics of Isochoric Heating by XFEL

Y. Sentoku

る．K 殻（内殻）と L 殻（外殻）の場合に放出される特性
X 線が K"線である．放出された Ka 線は，ある確率で直ちに L 殻に再吸収され，L 殻の束縛電子が叩き出される．これがオージェ電子である．光電離が特性 X 線の放射過程になるかオージェ過程になるかは，元素ごとに確率（fluorescence yield）が決まっており，K"線のアルミニウムの放射率は 3.4％，銅で４３％である［６］．すなわちアルミニウムの場合，K 殻の光電離は，ほぼオージェ過程になる．KLL
過程のオージェ電子は，K"線とL殻のポテンシャルの差で決まる運動エネルギーを持ち，アルミニウム（銅）の場合，1.4（7.9）keV である．
光電離の断面積は，それぞれの物質の軌道毎に原子コードにより計算できる（図４（a））．光電離の断面積は，イオン化ポテンシャル（##）に対して，%）と光子エネルギー（$
図１!!
"に凡そ比例することが知られている［７］．そのた!#"#!
%!

炭素の X 線吸収過程の断面積［１］．

め，イオン化ポテンシャルより少しだけエネルギーが高い
Particle-in-Cell（PIC）法のプラズマ粒子シミュレーション

光子が最大の吸収断面積を持つ．電離が進むとイオン化ポ

コードであり，荷電粒子間のクーロン衝突［２］，電子衝突

テンシャルがシフトするため，断面積の最大値も高エネル

や強い電場によるイオン化過程［３］をシミュレーションでギーにシフトする．

きる．XFEL と物質の相互作用をシミュレーションするた

図４（b）は K 殻電子が叩き出され，K 殻穴が生じた場合，

めに，図２に示すように X 線輸送計算も組み込んでいる

どのくらいの時間で，L 殻から電子が落ちてきて穴が塞が

［４，
５］．

るかを示している．K 殻穴が１つの場合，残っている束縛

XFEL の吸収過程は図１の散乱断面積が示すように，光電子の数に依存するが，およそフェムト秒が時定数である

電離過程が主となる．光電離過程は光子が原子内部の束縛ことがわかる．X 線レーザーの強度が高い場合，電離が進

電子を叩き出し吸収される過程である（図３）．叩き出さむと，二つの K 殻電子の両方が無い状態になり，X 線の吸れた電子は光電子（Photoelectron）と呼ばれ，光子のエネ収は飽和する．

ルギーとイオン化ポテンシャルのエネルギーの差を運動エ

PICLS コードでは，原子の束縛電子の各軌道の光電離のネルギーとして付与される．内殻電子が叩き出され穴がで確率を計算し電離する．特に K 殻に関しては，K 殻に残っきた場合，外殻軌道から電子が落ちてきて，内殻軌道を埋ている電子数をイオン毎に追跡し，穴ができた場合，図４

めると同時に光子が放出される．この光子は特性 X 線と呼（b）の時定数に従う確率で穴を埋めると同時に K"線を放ばれ，そのエネルギーは内殻と外殻のエネルギーの差にな射する．K"線が原子内部で再吸収される確率は元素の放射係数に従い，吸収と判断された場合は K"は放出せず
オージェ電子を生成する．
図４（a）に示すように，光電離は光子エネルギーが，イオン化ポテンシャルより低い場合起こらないため閾値を持つ．それゆえ硬 X 線の吸収率はイオン化ポテンシャルの変化に敏感である．高密度プラズマ中では，原子のイオン化
ポテンシャルは，近隣の原子のポテンシャルとの重ね合わせの結果降下することが知られている（Ionization Potential Depression:IPD）．IPD の 経 験 則 と し て Ecker-Kr!ll

図２

輻射輸送計算と PICLS の連動．

（EK）
モデル
［８］が知られており，また物理モデルとして

図３

光電離過程とオージェ電子過程．

図４ （a）
アルミニウム原子内の束縛電子の各軌道の光電離過程の断面積．（b）
K 殻穴のライフタイム［５］．

４６９Journal of Plasma and Fusion Research Vol.96, No.9 September 2020

Stewart-Pyatt（SP）モ デ ル［９］が あ る．図５（a）は 温 度

吸収端のシフトを観測した［１０］．ターゲットは厚さ 1 μm

100 eV・平均電離度７の固体アルミニウム中における IPDのアルミニウムであり，パルス幅 60 fs の XFEL を斜め４５度

をイオンの電離度毎にプロットしている．高電離度ほどイで照射した（図６）．光子エネルギーはアルミニウムの K

オン化ポテンシャル降下は大きく，EK モデルの方が SP

吸収端（1560 eV）より少し低い 1540 eV から 1870 eV まで

モデルに比べて降下量が大きいこともわかる．図５（b）は変えてターゲット裏側で透過率を測定した．シミュレー

アルミニウム原子の K 吸収端（K-edge）のシフト量を示し

ションでは，実行的なターゲットの厚さ 1.4 μm に対して垂ている．孤立原子に比べて，IPD の効果によりシフト量が直照射し透過率を計算している．実験における XFEL のエ

小さいこと，SP モデルの方が EK モデルよりシフト量が大

ネルギーは集光前に 2 mJ，オンターゲット 0.50−0.60 mJ

きいことがわかる．孤立したアルミニウム中性原子の Kであり，パルスあたりの光子数は 2×1012 個，スポット径

吸収端は 1.55 keV くらいであるが，電離が進むと 2 keV

7 μm の集光でピーク強度は約 1017 W/cm2 と推定される．

を超える．SP モデルと EK モデルのいずれが正しいかにつ

図７が得られた透過率である．グレーの細線の各ポイン

いては論争があるが，PICLS では両者を導入し，実験結果

トが実験の計測値で あ る．アルミニウムの K 吸収端はと比較したので，その結果は後ほど紹介する．

1560 eV であるので，それより低い光子エネルギーの場合，
K 殻の光電離はほぼ起こらず高い透過率を示している．オ

５．
３ XFEL によるアルミニウム薄膜の等積加熱

ンランデータベース CXRO
［１１］で得られた室温の固体アル

この節では米国 LCLS におけるアルミニウム薄膜の等積

ミ箔の X 線透過率を破線でプロットしている．CXRO で計加熱実験をPICLSコードでシミュレーションした結果を示算される弱く単色の X 線源の場合，透過率は 1560 eV 前後

す．XFEL の光子エネルギーは，室温固体アルミニウムのでシャープに低下し，その後，光子エネルギーの増加ととK 殻イオン化ポテンシャル 1560 eV 前後で設定した．レーもに，光電離の確率が減少し，透過率は緩やかに増加してザープラズマシミュレーションでは，臨界密度近傍での吸いる．一方，高強度で数十 eV のバンド幅を持つ XFEL

収過程を精度良くシミュレーションするために，空間グの場合，1560 eV 前後で透過率は変化し 0.6 程度まで低下す

リッドと時間ステップはレーザー光の波長 !! と振動周期る．その後，光子エネルギーを上昇しても透過率の変化は"! に比べて十分小さく設定する必要がある．今回，固体の弱く，1600 eV で再度低下を始め 0.5 程度になる．XFEL

23

3

アルミニウムプラズマの完全電離密度約 8×10 ［1/cm ］の光子エネルギーが増加し，電離の結果シフトした K 吸収のスキン長とプラズマ周期を解像するために ［1 μm］/150

端（図中黒矢印）を超えるとことで，階段的に透過率が減と 3.3［fs］/150 とした．一方で硬 X 線の波長はÅスケールで少することを示している．

あり，粒子シミュレーションでは解像できないが，硬 X

PICLS コードによる XFEL とアルミニウム薄膜のシミュ

線の吸収はこれまで述べてきたように光電離過程であり，

レーションでは，イオン化ポテンシャル降下のモデルとしその確率は光子の数とエネルギーで決まるため，モンテカて，SP モデルと EK モデルでそれぞれ計算を行い，透過率

ルロ法で精度良く計算できる．X 線輸送の計算に必要なグ
リッド サ イ ズ は，XFEL の X 線 強 度 の 空 間 分 布 を 解 像
し，十分な粒子数でプラズマの密度・温度を計算できれば良いので，PIC グリッド・タイムステップの５倍とした．
PIC グリッド毎にイオン１６個と電子２０８個をアルミニウム
固体領域に配置した．輻射計算のグリッドではそれぞれ
５×５＝２５倍で，イオン４００個・電子５２００個となり，統計計
算には十分な粒子数である．粒子間のクーロン衝突・イオ

図６

XFEL の実験配位．

ン化過程を含めシミュレーションを行った．X 線輸送計算の設定の詳細は［５］を参照されたし．
Rackstraw 等は LCL で XFEL の波長を変えながら，K

図７
図５

固体密度・温度100 eV・平均電離度７のアルミニウム中のイオン化ポテンシャルの低下（a）と電離度による K 吸収端のシフト量（b）
［５］
．

４７０

固体 Al の XFEL 透過率の光子エネルギー依存性．ローマ数
字は固体内部の平均電離度を示し，矢印は SP モデル（灰白色），EK モデル（灰色），実験データ（黒色）で得られた K
吸収端の値を示す［５］．

Special Topic Article

5. Physics of Isochoric Heating by XFEL

Y. Sentokuとシフトする K 吸収端を示した．SP モデルの結果が灰白
色，EK モデルは灰色である．透過率，K 吸収端のシフト量
ともに，EKモデルが実験の計測値に近いことがわかる．図には EK モデルを使った原子コード SCFLY の結果も参考に示した．SCFLY コードはゼロ次元コードで，PICLS のよ
うに XFEL の輸送は解いていない．実験結果とシミュレー
ション結果から XFEL による固体の加熱実験は，K 吸収端
シフトの物理とその値の検証ができた．XFEL による等積加熱の基礎物性に対する有用性をわかっていただけただろうか．
PICLS による XFEL の相互作用のシミュレーションは X
線の輸送を計算するので，加熱の時間・空間の発展の詳細を見ることができる．図８は 1.7 keV の XFEL が照射され
図８たアルミ薄膜が加熱されていく様子を示している．凡そ200 fs で中心部は２０００万気圧に達している．加熱の深さはXFEL（1.7 keV，1.36×1017 W/cm2）で加熱されたアルミ内部の電子密度の時間発展［５］．

1 μm 程度であり，固体アルミニウムの 1.7 keV 光子の光学的深さに相当する．図９（a）に XFEL 照射下での，各電離過程のイベント数をプロットしている．光電離過程が XFEL
照射とともに始まり，照射中増加していくが，数フェムト秒以降は光電子やオージェ電子（1.4 keV）など非熱的で高エネルギーな電子による衝突電離が，主な電離の過程となる．1.7 keVのXFELではオージェ過程は光電離のイベント
数よりも少ないことも確認できる．衝突電離は，1.4 keVのオージェ電子が束縛電子と衝突し緩和していく過程である．
図９（b）に XFEL 照射中から照射後 100 fs の間の電子のエネ ル ギ ー 分 布 の 時 間 発 展 を 示 し た．L 殻 の 光 電 子 が
1.7 keV あたりに存在するがその数は少なく，オージェ電子が主な加熱源となり，衝突による緩和によってバルク電子は加熱されていく．パルス照射後 150 fs 時にはほぼ熱的に緩和し，バルクプラズマの温度は120 eVまで増加している．
図９（c）は光子エネルギー 10 keV の XFEL 照射時の電子のエネルギー分布の時間発展である．10 keV の場合，K殻の光電離で生成される光電子のエネルギーが 8 keV 程度と，1.4 keV のオージェ電子よりも高エネルギーになる．そのため，加熱は主に光電子によって行われ 60 fs ほどで，
100 eV までバルクは加熱されている．光子エネルギーが10 keV と上がったため，吸収率は低くなり，XFEL の透過率は高くなる．そのため，より深い領域まで XFEL は進入
し，より大きな体積を一様に加熱することができる．

５．
４ まとめ
XFEL による固体の等積加熱は，光子エネルギーや集光強度によって加熱源になる非熱的電子の特性，加熱温度，
加熱ボリュームを制御することが可能である．また，その結果から物質の温度上昇とともに変化するイオン化ポテン
シャルの測定などが可能である．高強度レーザーの等積加熱の場合，レーザー吸収領域のプリプラズマが高温化し，固体内部の測定を難しくするが，固体内部を直接加熱でき

図９ （a）
各電離過程のイベント数の時間発展．（b）
1.7 keV XFEL
で加熱されたアルミニウム内部の電子のエネルギー分布の時間発展．（c）
10 keV XFELで加熱されたアルミニウム内部の電子のエネルギー分布の時間発展［５］．

る XFEL の場合，その問題がな い．米 国 SLAC の LCLS
は現在アップグレード中で，アップグレード後はパルスエ
ネルギーが現在の１０倍程度に高くなる予定である．XFEL
４７１

Journal of Plasma and Fusion Research Vol.96, No.9 September 2020

［５］R. Royle et al., Phys. Rev. E 95, 063203 (2017).
［６］A. Kahoul et al., Radiation Physics and Chemistry, 80, 369(2011).
［７］H.A. Kramers, Philos. Mag. 46, 836 (1923).
［８］G. Ecker and W. Kr!ll, Phys. Fluids 6, 62 (1963).
［９］J.C. Stewart and K. D. Pyatt Jr., Astrophys. J. 144, 1203
(1966).
［１０］D.S. Rackstraw et al., Phys. Rev. Lett. 114, 015003 (2015).
［１１］B.L. Henke, E. M. Gullikson, and J. C. Davis, At. Data Nucl.
Data Tables 54, 181 (1993).

による高エネルギー密度科学の研究が益々進むと期待される．

参考文献［１］J. H. Hubbell et al., J. Phys. Chem. Ref. Data 9, (1980).
［２］Y. Sentoku and A. J. Kemp, J. Comput. Phys. 227, 6846
(2008).
［３］R. Mishra et al., Phys. Plasmas 20, 072704 (2013).
［４］Y. Sentoku et al., Phys. Rev. E 90, 051102(R) (2014).

４７２

J. Plasma Fusion Res. Vol.96, No.9 (2020)４
７３

小特集 短パルス高強度レーザーによる等積加熱が拓く高エネルギー密度科学

６．おわりに
6. Conclusion
岩田夏弥
IWATA Natsumi
大阪大学レーザー科学研究所（原稿受付：２
０
２
０年６月２
０日）

本小特集では，短パルス高強度レーザーによる等積加熱に，第２章で紹介した様々な加熱機構のうちどの機構がどの実験および理論・シミュレーション研究を紹介してきの時間スケールで重要になるか，理論構築が進んでいる．

た．レーザー等積加熱では，温度が eV 程度の縮退状態か

例えば，第３章で示したキロジュール級レーザー等積加熱

ら，太陽中心に迫る keV 級の高温状態に至るまで，広い温における熱拡散加熱の発現は，大体積の高エネルギー密度度領域にわたる固体密度プラズマの形成・加熱過程が，数プラズマを高効率に実現するための指標となる．また，高１０フェムト（１０−１５）秒からピコ（１０−１２）秒というごく短時

速電子とバルク電子が同時に寄与するプラズマ形成（電間の間に進行する．この間に，電離，強電場・磁場生成，電離）過程の理解は，磁場閉じ込め核融合分野における逃走

子・イオン加速，輻射，衝突緩和と加熱，といった過程が電子制御や不純物イオン計測との関連からも重要と考えら強く関連しながら進展する．入射するレーザー光のエネル

れる．

ギーやパルス長，ターゲット物質の組成や密度によって加今後，第５章で紹介した XFEL（X 線自由電子レーザー）

熱の支配機構が異なり，本小特集で紹介した様々なパラなどを活用し，電離や加熱過程の時間分解計測が可能とな

メーター領域での研究成果によって，レーザー等積加熱のれば，等積加熱の物理のさらなる理解が進むと期待でき全体像が明らかになってきている．

る．照射された光のエネルギーが高密度プラズマ中でどのこのような理解の進展は，第２−５章の各章で紹介した

ように輸送され，物質が加熱されていくのかは，プラズマ

プラズマ計測手法とシミュレーションモデルの発展により物理学として興味深く，また，恒星内部でのエネルギー輸支えられている．等積加熱実験においては，プラズマから送の解明や，その結果として放射される X 線などのスペク輻射される特性 X 線や加速される重イオンを利用して，どトルを用いる X 線天文学への貢献が期待される．また，この領域がどの電離度レベルまで加熱されたのかを特定でき

れらの加熱や輻射，加速される粒子の特性を理解し制御するようになってきている．また，電離過程・衝突過程を取ることで，高価数・高エネルギーのイオン源や中性子源，り入れたプラズマ粒子シミュレーションにより，加熱にお

高輝度 X 線源，制御核融合など，応用研究の進展につながける MeV の高速電子，keV のバルク電子，イオン，輻射のることを期待する．

それぞれの役割が明らかになってきている．これらを基Institute of Laser Engineering, Osaka University, Suita, OSAKA 565-0871, Japanauthor’s e-mail: iwata-n@ile.osaka-u.ac.jp

４７３!2020 The Japan Society of Plasma
Science and Nuclear Fusion Research

Journal of Plasma and Fusion Research Vol.96, No.9 September 2020

!!
いわ

た

なつ

小特集執筆者紹介

みにし うち

岩 田 夏 弥

ま

み

こ

西内満美子

大阪大学レーザー科学研究所特任講師．２
０１
４
年京都大学大学院エネルギー科学研究科博士課程修了．研究分野はプラズマ物理，高エネル
ギー密度物理．理論研究を通して自然界の非線形・非平衡現象の理解に寄与することが目標．趣味は絵を描くこと，ダイビングなど．光や色，波を感じることが好きで
す．
さわ

""

量子科学技術研究開発機構 関西光科学研究所
光量子科学研究部 高強度レーザー科学研究グ
ループ 上席研究員．理学博士（京都大学大学
院理学研究科 物理学・宇宙物理学専攻）．高強度レーザーの高度化と，超高強度レーザープラズマ相互作
用，及びレーザー駆動イオン加速研究に従事している．日本物理学会・応用物理学会・日本加速器学会各会員．

だ

ひろし

せん

澤 田

寛

千 徳 靖 彦ネバダ大学リノ校（UNR）物理学科准教授．ロチェスター大学
にて Ph. D 取得後，カリフォルニア大学サンディエゴ校にてポ
スドク，ローレンスリバモア国立研究所にて客員研究員．２
０１２
年より UNR で助教．２
０１
８年より現職．専門は高強度短パルス
レーザー，XFEL を用いた高温高密度プラズマの実験研究，診断法開発，慣性核融合等．最近の自分の流行りは，一時帰国時の石垣島でのワーケーション（ダイビング）
．
まつ

お

かず

とく

やす

ひこ

大阪大学レーザー科学研究所教授．大阪大学
工学研究科博士（工学）．２００２年に渡米，ジェネラルアトミック社研究員を経てネバダ州立大学リノ校物理学科教員．２
０１
１年から同大学
教授．２
０１
６年８月に帰国し現職．専門は高エネルギー密度科
学・プラズマ物理．コロナの影響で外に遊びにも行けず，なんとなく鬱々としながらネット対戦ゲーム（Call of Duty）をやっている．最近１
０回に１回くらいヘリガンナーを呼べるようになった．その時はちょっと爽快．

き

松 尾 一 輝カリフォルニア大学サンディエゴ校博士研究員．２
０２０年大阪大学大学院・博士（理学）．
博士課程在学時は高速点火方式核融合プラズ
マや高エネルギー密度プラズマの研究に従事していました．アメリカに渡ってからも，X 線計測を軸に高エネルギー密度プラズマの研究を進めています．アメリカはまだ，自宅待機する日々が続いているため，運動不足解消のため自宅でできる筋トレ等を始めてみようかと検討中です．

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