TEMPORAL EVOLUTION OF THE FEL SPECTRUM
AT ISIR, OSAKA UNIVERSITY
Ryukou Kato #,A), Keigo Kawase A), Akinori Irizawa A), Masaki Fujimoto A),
Fumiyoshi Kamitsukasa A), Hiroki Ohsumi A), Masaki Yaguchi A), Shoji Suemine A),
Goro Isoyama A), Shigeru Kashiwagi B), Shigeru Yamamoto C)
A)
Institute of Scientific and Industrial Research, Osaka University
8-1 Mihogaoka, Ibaraki, Osaka, Japan, 567-0047
B)
Research Center for Electron Photon Science, Tohoku University
1-2-1 Mikamine, Taihaku-ku, Sendai, Miyagi, 982-0826
C)High Energy Accelerator Research Organization (KEK)
1-1 Oho, Tsukuba, Ibaraki, Japan, 305-0801
PTAbstract
Temporal evolution of the FEL spectrum was investigated with the Terahertz FEL at ISIR, Osaka University. The
growth of the FEL optical pulse was discontinued during the exponential amplification by shortening the macro-pulse
length of the electron beam, and the FEL wavelength spectra under the exponential growth were measured with a planereflective grating type spectrometer and a Ge:Ga photoconductive detector. Concatenating these spectra into continues
spectrum, we obtained the temporal profile of the FEL spectrum from the noise level to the power saturation level.

阪大産研ＦＥＬスペクトルの時間発展
1.

はじめに

自由電子レーザー（FEL）はシンクロトロン放射と同様にビームベースの光源でありながら従来のレーザーのように時間的に位相のそろったコヒーレント光源である。その波長スペクトルは準単色で、従来のレーザーにはない波長可変性を有する。FEL
では自発放射の白色ノイズの中から、アンジュレータと電子ビームエネルギーの共鳴条件を満たす波長の光が増幅される。FEL プロセスの初期において光パルスは、電子バンチと同程度の時間幅、アンジュレータ自発放射と同程度の波長スペクトル幅を有するが、増幅プロセスを重ねることでパルス時間波形と波長スペクトルは動的に変化する。
一般に指数関数増幅領域では、FEL ゲインバンドの最大ゲイン周波数は変化しないため、増幅される光パルスのピーク波長は一定であると考えられる。
他方、出力飽和に近づくとゲインバンドの最大ゲインは低下し、そのピークは長波長側にシフトするた
め、FEL のピーク波長も長波長側にシフトする。また指数関数増幅領域においてコヒーレントな単一の光パルスが成長するとき、FEL の増幅動作によりパルスの時間幅は減少し、時間幅とフーリエ限界の関係にあるスペクトル幅は増加すると考えられる。また、光パルスの一部が出力飽和に達した後は、それまで相対的に強度が低かった部分も飽和レベルに追い付いてくるため、時間幅は増加に転じる。この場合、スペクトル幅は逆に減少に転じることになる。
これまでも FEL の波長スペクトルの測定は報告されているが、そのほとんどは飽和に達した後のスペクトルに関するものである。また波長スペクトルの時間分解測定も報告されているが、主な興味の対象はサイドバンドの形成にあった[1] [2]。
大阪大学産業科学研究所では、Ｌバンド電子ライナックを用いたテラヘルツ FEL の研究開発を行っている[3] [4] [5]。これまで、波長 70m (4.3 THz)でライナック改造後の再発振と出力飽和に成功したのち[6]、FEL の様々な特性評価を行ってきた。現時点での発振波長領域は 25 ～150 m（12 THz～2 THz）となり、マクロパルスあたりのエネルギーは、分光器出口のユーザー利用ポートで最大 3.7 mJ に達する。
現在 FEL の光パルスの成長過程を明らかにするために、FEL パワーの増大に伴う利得の時間変化[7]や波長スペクトルの変化の評価 [8]を行っている。本学会では FEL 増幅の初期過程から指数関数増幅領域、飽和領域にわたる波長スペクトルの時間的な変化について報告する。

2.

FEL システムと測定系

2.1

加速器と FEL システム

大阪大学産業科学研究所の L バンド電子ライナッ
クは 108 MHz 空洞 2 台と 216 MHz 空洞 1 台で構成される 3 段式のサブハーモニックバンチャー（SHB）システムを有し、大電荷量の単バンチビームを加速することができる。FEL 実験時には、ライナックはマルチバンチモードで動作し、このとき熱陰極電子銃（Eimac, YU-156）で発生した加速電圧- 983 -

100 kV でピーク電流 600 mA、パルス長 8 s の連続ビームが SHB システムに入射される。SHB システ
ムでは 2 番目の 108 MHz 空洞 1 台と 216 MHz 空洞1 台が使用され、9.2 ns 間隔でパルス長 500 ps のミクロパルス列が形成される。このミクロパルスは Lバンド（1.3 GHz）のプリバンチャー、バンチャーにより 20 ps までバンチングされ、3 m の L バンド主加速管で必要なエネルギーまで加速される。FEL
実験時の典型的なビームエネルギーは 12.5~21 MeVである。
表 1 電子ビームの主なパラメータ
Mode
Accelerating frequency
Repetition rate
Bunch spacing
Charge / bunch
Peak current / bunch
Bunch length
Macropulse length
Typical energy
Normalized emittanceMulti-bunch
1.3 GHz 30 pps
9.2 ns< 2 nC< 50 A
20-30 ps
< 8 s
12.5-21 MeV
150 mm mrad

この電子ビームはアクロマティックビーム輸送系を通って FEL システムに導かれる。FEL システムで使用されているウィグラーは、エッジ集束方式を用いた平面型強集束ウィグラーである [9]。磁極間隔を 30 mm から 120 mm まで変化させることで K 値を 0.01 から 1.54 まで変化させることができる。
光共振器は 2 枚の球面ミラーで構成される開放形ファブリ・ペロー共振器である。光パルスは 5.531m の長さの光共振器に蓄積され、マルチバンチ電子ビームにより繰り返し増幅される。光共振器内に蓄積された光の一部は上流側共振器ミラーの中央に設けられ直径 3 mm の結合穴から取り出される。

低真空の光輸送路は直径 20 mm で厚さ 0.2 mm の合成ダイアモンド窓により仕切られている。この真空窓の透過率は 5 m 近傍の吸収域を除いてほぼ 70％である。光輸送路は真空のまま測定システムの分光器に接続されている。
2.2光測定システム

分光器は、平面反射型回折格子を用いたクロスCzerny-Turner 型単色計であり、回折格子の交換により様々な波長域の分光に対応できる。現在はアルミ材から削り出した 5 grooves / mm の回折格子を用いて、50~150 m を分光している。波長分解は回折格子の刻線数とスリット幅によって決まり、前述の回折格子を幅 3 mm の入出射スリットで用いた時の波長分解は計算上約 1 m となる。
高速の光検出器として用いているのは、Ge:Ga 半導体検出器（QMC 社製）である。これは波長 105
m 近辺に最高感度を有し、長波長側で急速に感度が減少する。窓材と短波長カットフィルターにより、短波長側の測定範囲は 50 m までに制限される。
Ge:Ga 検出器の素子単体での時間分解は 10 ns（FWHM）であり、アンプを用いた時は 200 ns 程度まで悪化する。この検出器は FEL 光の時間成長の測定に用いられる。また、大強度の FEL 光により検出器が飽和することを回避するために、減衰率が既知の Teflon ブロックを検出器窓の前に挿入し、信号強度を調整している。

3.

測定結果

3.1

デチューニング曲線

共振器型 FEL では、先行する電子バンチが放射・増幅した光パルスを後続の電子バンチと相互作用させることによりレーザー増幅を行う。電子バンチの繰返し周期と共振器内を光パルスが一往
0.4

表 2 ウィグラーと光共振器の主要なパラメータ
FEL peak intensity [a.u.]

WigglerMagnetTotal length
Period length
Number of periods
Magnet gap
K-value
Optical resonator
Cavity length
Mirror diameter
Radii of mirrors
M1 (upstream)M2 (downstream)
Rayleigh range

B

Nd-Fe-B
1.92 m
60 mm
3230 – 120 mm0.01 – 1.540.2A5.531 m
80 mm

0-0.4-0.20cavity detuning dL [mm]3.385 m2.877 m1m

FEL 光は真空排気された光輸送路により加速器室から測定室に運ばれる。高真空の FEL システムと

図１：FEL デチューニング曲線。横軸は光共振器長の相対的な変化で、電子ビーム繰り返しと完全同期する長さからのずれ、縦軸は Ge:Ga 半導体検出器で測定した FEL 光パルスのピーク強度。A 点(dL= 170m)と B 点(dL= -25m)で FEL 光の波長スペクトルを測定した。

- 984 -

(A)

(A)

(B)

(B)

図２：FEL の時間分解波長スペクトル。x 軸は分光波長（m）、y 軸は加速器のトリガーシステムを基準とした時間（s）、z 軸は Ge:Ga 半導体検出器で測定した FEL 光パルスのピーク強度。(A)は dL= -170 m、(B)は dL= -25 m。

図３：FEL ピーク波長の時間変化。横軸は波長、縦軸は時間、Ge:Ga 半導体検出器で測定した FEL
光パルスのピーク強度を各々の時刻における最大値で規格化し、FEL 発振のピーク波長とその広がりを色で示している。(A)は dL= -170 m、(B)はdL= -25 m。

復する周期が整数倍になる完全に同期した位置をゼロ･デチューニングと呼ぶ。我々はライナックのタイミングシステムの基準周波数 27 MHz を 3 3.2 時間分解波長スペクトル逓 倍 し た 81 MHz 繰 り 返 し に 同 期 さ せ た
回折格子分光器で単色化し、Ge:Ga 検出器で測定
Ti:Sapphire レーザーを光共振器内に入射し、共振 した FEL パルスの時間波形を連結して 3 次元グラ器内に蓄積された Ti:Sapphire 光パルスと入射パル フ化することで、時間情報を含んだ FEL 波長スペスの干渉強度を測定することにより、このゼロ･ クトルを評価できる。測定点として、(A) 最も速くデチューニング位置を±1 m の精度で評価して FEL 発振が立ち上がる FEL 利得が最大の点（デいる。このゼロ･デチューニング位置からの共振 チューニング長が-170 m）と、(B)ピーク強度が最器長のずれを、デチューニング長と呼んでいるが、 大に近い点（デチューニング長が-25 m）を選んだ。
FEL の増幅利得や飽和強度、波長スペクトル、ミ ピーク強度が最大になる点は動作点として不安定でクロパルス長などの主要なパラメータはこのデ あるため、わずかに共振器長が短い側を選択した。
チューニング長に強く依存している。そのため今 それぞれの点での時間分解波長スペクトルを図２に回波長スペクトルを評価するにあたり、最初に 示す。図２(A)では波長 103 m 近傍で FEL 光が成長
FEL のピーク強度のデチューニング長依存性（デ し、時間的に早い段階で飽和に達しているのが判る。
チューニング曲線）を測定した。この時の典型的 飽和後もスペクトルの中心波長はほぼ一定のまま、な FEL 中心波長は 105m である。また、Ge:Ga スペクトル幅は飽和直後に若干狭くなっているよう検出器を線形応答性の良いところで使用するため に見える。に、入射光を 105 mm の厚さの Teflon ブロックで他方、図２(B)では最初、時間的に遅れて立ち上減衰させると同時に 100 倍のアンプを使用して測 がりながらも(A)と同じ波長で成長してくるが、そ定している。また、大気中の水蒸気吸収を抑える の後次々と長波長側から異なる波長成分の光が成長ために分光器窓と検出器窓の周囲を乾燥空気で充 し、全体の中心波長は長波長側にシフトしている。
填している。このとき測定したデチューニング曲 また、分光されたピーク強度は(A)の場合と同程度線を図 1 に示す。
であり、デチューニング曲線にみられる強度ピークは広範囲に広がる波長スペクトルの寄与であることが理解できる。

- 985 -

3.3

FEL 波長の時間変化ブロードなスペクトル分布になっている。

Ge:Ga 検出器のダイナミックレンジは 2 桁程度しかないため、FEL プロセスの全体を一度に測定する 4. まとめ
FEL プロセスの初期の状態から出力飽和に至る光ことができない。FEL プロセスの初期の状態から出力飽和に至る光の成長を観測するために、FEL を駆 の成長を観測するために、FEL を駆動する電子ビー動する電子ビームのマクロパルス長を制御すること ムのマクロパルス長を制御することで指数関数的にで指数関数的に増幅される FEL の成長を停止させ、 増幅される FEL の成長を停止させ、各々の時点で各々の時点での FEL の時間分解波長スペクトルを の FEL の時間分解波長スペクトルを測定した。測測定した。その波形を時間的に繋ぎ合せて一つにま 定点として、(A) 最も速く FEL 発振が立ち上がるとめ、さらに各時刻におけるピーク強度で規格化す FEL 利 得 が 最 大 の 点 （ デ チ ュ ー ニ ン グ 長 が -170
ることで、ピーク波長の位置を強調したグラフを作 m）と、(B)ピーク強度が最大に近い点（デチュー成した。これを図３に示す。(A)は最も速く FEL 発 ニング長が-25 m）を選び、FEL 増幅の初期過程か振 が 立 ち 上がる FEL 利得が最大の点（dL= -170 ら指数関数増幅領域、飽和領域にわたる波長スペクm ） で あ り 、 (B) は ピ ー ク 強 度 が 最 大 に 近 い 点 トルの時間的な変化について測定した。
（dL= -25 m）である。両者を比較すると飽和後の動作に大きな違いがあることが見て取れるが、放射 参考文献の初期過程には以下のような類似点もみられる。i) [1] W. P. Leemans, M.E. Conde, R. Govil, B. van der Geei, M.
de Loos, H. A.Schwettman, T. I Smith, and R. L. Swent,
どちらも時刻 5 s の前後で波長 97-98 m 付近に最“Time-resolved study of sideband generation and transition
初の放射が認められ、ii) その後 5 s から 6 s にかto chaos on an infrared FEL,” LBL-36109, CBP Note-102.
けてこの初期放射の中心波長は 102-103 m 付近に[2] J.C. Frisch, J.E. Edighoffer, Nucl. Instr. and Meth. A 296
移動し、iii) そこから FEL 増幅プロセス（指数関数(1990) 9-12.
成長）が始まる。他方、出力飽和の前後からは両者 [3] S. Okuda, Y. Honda, N. Kimura, J. Ohkuma, T. Yamamoto,
S. Suemine, T. Okada, S. Ishida, T. Yamamoto, S. Takeda,に大きな違いが表れる。(A)では時間的に早い段階K. Tsumori, T. Hori, Nucl. Instr. and Meth. A 358 (1995)
で飽和に到達するが、その直前からスペクトル幅が244.
広がり始める。そして飽和に到達した後、スペクト[4] R. Kato, S. Okuda, Y. Nakajima, G. Kondo, Y. Iwase, H.
ル幅は減少に転じ、その後はほぼ一定値に近づいて
Kobayashi, S. Suemine, G. Isoyama, Nucl. Instr. and Meth.
ゆく。一方、(B)では増幅利得が低いため、ゆっくA 407 (1998) 157.
りと立ち上がる。飽和の手前でスペクトル幅が広が [5] R. Kato, S. Kondo, T. Igo, T. Okita, T. Konishi, S. Suemine,S. Okuda, G. Isoyama, Nucl. Instr. and Meth. A 445 (2000)
り始めるのは(A)と同じであるが、より長波長側か169.
ら段階的に頃なる波長ピークが立ち上がってきて、[6] G. Isoyama, R. Kato, S. Kashiwagi, T. Igo, Y. Morio,
時刻 10 s の前後でこれらの波長ピークが連なる。
Infrared Physics & Technology 51 (2008) 371-374.
さらに次の段階でこれらのピークは一斉に減衰し始 [7] Masaki Fujimoto, et al., “Gain evaluation with temporal
evolution of FEL power”, Proceedings of the 8th Annual
め、より長波長側に巨大な単一のピークが出現する。
Meeting of Particle Accelerator Society of Japan (August 1時刻 12 s の付近が電子ビームマクロパルスの後端
3, 2011, Tsukuba, Japan)になるため、それ以降は光共振器内での光パルスの [8] Jie Shen, et al., “Measurement of wavelength spectra of a
減衰を観測することになる。
far-infrared FEL with a grating monochromator”,
図３(A)にみられる波長スペクトル幅の変化は、Proceedings of the 8th Annual Meeting of Particle
Accelerator Society of Japan (August 1-3, 2011, Tsukuba,
FEL スペクトル幅の変化についての定性的な議論とJapan)一致していると考えられる。すなわち指数関数増幅[9] S. Kashiwagi, R. Kato, A. Mihara, T. Noda, G. Isoyama, K.
領域における単一のコヒーレント光パルスの成長に
Tsuchiya, T. Shioya and S. Yamamoto, Phys. Rev. Spec.
ともなうパルスの時間幅の減少と（フーリエ限界のTop.-Accel. Beams 12 (2009) 120703(1-14).
関係にある）スペクトル幅の増大、そして光パルスの一部が出力飽和に達した後に相対的に強度が低かった部分が飽和レベルに追い付いてくることによる時間幅の増加とスペクトル幅の減少である。他方
図３(B)で時刻 8~10 s にみられる複数波長のピークの立ち上がりは、理論的に予測されるゼロ・デチューニング近傍での複数のモードの存在と矛盾しないが、10 s 以降にみられるそれら複数ピークの消失とより長波長側での巨大な単一ピークの出現はこれまで唱えられてきた理論とは様相が異なる。また、電子ビームのパルス後端は 12 s 付近になり、それ以降は FEL 相互作用がなくなるためスペクトル分布は形を変えずに減衰していくと考えられる。
実際に図(A)ではそのようになっているが、図(B)ではピークのある長波長側が速く減衰し、全体として- 986 -