PRESENT STATUS OF THZ COHERENT TRANSITION RADIATIONSOURCE AND THZ TIME-DOMAIN SPECTROSCOPY SYSTEM AT AIST
Masafumi Kumaki1#, Kazuyuki Sakaue1, Masakazu Washio1
Ryunosuke Kuroda2, Yoshitaka Taira2, Hiroyuki Toyokawa2, Kawakatsu Yamada2,
1
RISE, Waseda University
3-4-1 Okubo, Shinjuku-ku, Tokyo, 169-8555, Japan
2
National Institute of Advanced Industrial Science and Technology (AIST)
1-1-1 Umezono, Tsukuba, Ibaraki, 305-8568, Japan
Abstract
The high-power terahertz time-domain spectroscopy (THz-TDS) has been developed on the basis of a compact
S-band electron linac at AIST, Japan. It is strongly expected for inspection of dangerous materials in the homeland
security field. The linac consists of a photocathode rf-gun, two acceleration tubes and a magnetic bunch compressor.
The linac generates the 40 MeV, 1 nC electron bunch and compresses it into less than 1 ps. The THz radiation isgenerated in two methods with the ultra-short bunch at AIST. One is THz coherent synchrotron radiation (CSR) and theother is THz coherent transition radiation (CTR). In the preliminary experiment, it was observed that the focused CTR
had the donut profile in the transverse field, because it has z-polarization due to the initial radial polarization. In case ofthe THz-TDS experiment, the CTR was controlled to linearly polarization with the polarizer and focused to an EO
crystal to obtain a THz temporal waveform, which leads to THz spectrum with Fourier transform. In this paper, we will
describe the details of our linac and the results of the THz-CTR-TDS experiment.

産総研におけるコヒーレント遷移放射光源とTHz時間領域分光システムの開発の現状
１．はじめにコヒーレント放射を含めた放射光の強度Itot(ω)
未踏領域とも呼ばれていたTHz領域の電磁波発 は、インコヒーレントな放射強度をI (ω)とするとinc
生・検出技術は近年発展目覚ましく、THz波の様々 次の式で与えられる。
な特徴が明らかとなってきている。特にTHz領域(1)での物質固有の指紋スペクトルの存在が確認され、分光測定を用いた物質の識別など、産業応用としここでNはバンチ内の電子数、f(ω)はフォームフても期待されている[1]。
ァクターと呼ばれるバンチの形状によって決まる
これまで、産業技術総合研究所（産総研）では、 値であり、バンチ形状をガウシアンと仮定すると、加速器を用いたコヒーレント放射による高強度な バンチ長σ を用いてzTHz波の発生と応用研究を行っている。本研究では得られたTHz波の周波数スペクトルの取得を目(2)的としたTHz時間領域分光法（THz-TDS）の開発 で与えられる。の現状について報告する。
図2に電子バンチの電荷量 1 nC、エネルギー 40
MeV の条件での、各バンチ長の電子バンチに対す
２．コヒーレント放射
るシンクロトロン放射スペクトルの計算値を示す。
産総研ではシンクロトロン放射及び遷移放射によって放射光を発生させている。これらの放射は電子バンチ内にある各電子から発生しており、この時、電子バンチの長さよりも波長が長い領域の放射光については、各放射光の位相が揃ったコヒーレントな放射となる（図1右図）。

図1 : インコヒーレントな放射（左）とコヒーレントな放射（右）の概念図___________________________________________#

rogus@asagi.waseda.jp

図2 : 各バンチ長におけるシンクロトロン放射の周波数スペクトル（計算値）- 1059 -電子バンチのバンチ長 σ z が波長に比べて十分に小さい時、フォームファクターf(ω)が1に近づき、コヒーレントな放射強度はインコヒーレントな放射強度に比べて約N倍（109～1010）となる。また、
図2より 0.1 THz 以上の放射光の為には、バンチ長 1 ps 以下の短バンチであることが要求される。

３．実験装置
本研究は産総研の施設であるS-band小型Linac装置を用いて行っている。図3に加速器ビームラインの概略図を示す。

図4 : 遷移放射の概念図
アルミニウム板はビームの進行方向に対して45度の角度となるように設置しており、本実験では後方放射のCTRをz-cut単結晶水晶窓を通過させ大気に取り出した。
この遷移放射の放射強度は次式によって与えられ、電子バンチのエネルギー 40 MeV の場合の遷移放射の角度分布は図5のように計算される。ここで、eは電子の電荷量、εは真空の誘電率、cは光の速度、βは相対速度である。
（3）

図3 : S-band小型Linacビームライン
電子のインジェクターとしてCs2TeのフォトカソードRF-Gunを用いており、フォトカソードにUVレーザーを照射することにより、エネルギー5MeV、バンチ長約 3 ps (rms) 、電荷量 1 nC の電子バンチを生成する。次に 1.5 m の加速管2本によって、電子のエネルギーを約 40 MeV まで加速する。次
図5 : 遷移放射の角度依存性に、磁気パルス圧縮を用いて、バンチ長を約3psから、 0.1 THz 以上のコヒーレント放射の条件であ遷移放射は1/γの広がりを持ち、40 MeV の電る 1 ps 以下まで圧縮を行う[2]。この電子バンチ 子バンチの場合は約 12.5 mrad と計算される。
を偏光電磁石で曲げることによりコヒーレント・
本実験ではTHz-TDSで用いるEO結晶の複屈折シンクロトロン放射（CSR）によるTHz波を、また、 を大きく変化させる為に、フルエンスの高いTHz金属板を通過させることでコヒーレント遷移放射 波を照射する必要があり、二枚の平凸レンズを用（CTR）によるTHz波を発生させている。本加速器 いてTHz-CTRを集光した。この予備実験として、で生成した電子バンチのパラメータを表1に示す。 集光したTHz波の電場強度プロファイルを、三軸ステージに設置した0.1 THz 検波器(ショットキー
表 1:電子バンチのパラメータ.
ダイオード)の走査によって取得した（図6）。
EnergyEnergy spread
Bunch length
Charge per bunch
Rep. rate
Beam size

40 MeV<5%< 1 ps
1 nC
10 Hz
1 mm × 1 mm

図6 : THz-CTRのプロファイル
結果より、集光したTHz-CTRの焦点付近においTHz時間領域分光システム(THz-TDS)の光源とてドーナツ形状のプロファイルが計測された。こして、コヒーレント遷移放射によるTHz波を用いた。産総研では 1 ps 以下の短バンチの電子バンチ の穴は直径約 3 mm であり、式(3)から計算されるを 100 um のアルミニウム板を通過させ、CTRを 光源点から 10 cm 地点での遷移放射のドーナツ生じさせている。図4に遷移放射の概念図を示す。 形状の穴のサイズ（直径 < 0.25 mm ）よりも大きい穴となっている。これは、遷移放射が元々ラジ４．THzコヒーレント・遷移放射(THz-CTR)- 1060 -アル偏光であり、集光したCTRの焦点付近において、図7左図の通り、進行方向偏光(z-偏光)のTHz波となり、ショットキーダイオードでは検波できない偏光となっていた為であると考えられる。

図9 : THz-TDSセットアップ

図7 : 集光したTHz-CTRの偏光制御
しかし、EO結晶には偏光依存性があるため[3]、結晶内でのプローブレーザーとTHz-CTRの相互作用距離を稼ぐためには、THz-CTRはz-偏光ではなく水平偏光である必要がある。この為に、アルミニウム板によって遷移放射の半面遮光をすることで、集光したCTRの偏光制御を行った。図7下図は検波器を用いて半面遮光前と後の焦点でのプロファイルを計測した結果である。半面遮光によりド
図10 : 計測したTHz時間波形(Gaussian近似)
ーナツの穴がなくなっており、これは集光した
図10は本実験により計測された結果であり、EOCTRの偏光が検波器では計測できないz-偏光から、サンプリング法を用いたTHz-TDSによりTHz-CTR水平偏光へと変換された結果である。の時間波形の取得に成功した。しかし、この結果から得られるCTRのパルス幅は 1.6 ps (rms) 程度
５．THz時間領域分光法（THz-TDS）
であり、電子のバンチ長から考えられるCTRのパ
THz-TDSはテラヘルツの時間波形を取得して、 ルス幅 1 ps 以下よりも大きい値となってしまっ得られた波形をフーリエ変換することで周波数ス ている。これは今回の実験では信号強度を多く得る為にEO結晶の厚みが 5 mm と厚い物を選択しペクトルを得る手法である(図8)。ており、取得可能な周波数帯域に制限ができてしまっていることに起因する。結晶の厚み 5 mm の場合、0.5 THz 程度までしか応答せず[4]、計測されたパルスのパルス幅が実際の値に比べて広がって出ている。今後はより正確なTHz波の時間波形の取得を目指し、EO結晶の条件の最適化を行う。

６． まとめ産総研ではS-band小型Linac装置によって発生させたTHz波の分光を目的として、EOサンプリング構築したTHz-TDSシステムではプローブ光をfs を用いたTHz-TDSシステムの開発を行っている。
レーザー、ポンプ光をTHz波としたEOサンプリン THz-CTRの偏光の制御を行い、EO結晶に集光するグ法を用いてTHz波の検出を行った。EO結晶に ことにより、THz-TDSシステムを用いてTHz波のTHz波が入射すると、THz波の持つ電場によってポ 時間波形の取得に成功した。今後は取得帯域の広ッケルス効果が発生し、EO結晶に複屈折が生じる。 帯域化、改善を目指すと共に未測定物質のTHzス
THz波とプローブ光が同時に入射した場合、直線ペクトル取得を行う。
偏光のプローブ光は位相の変化を受け、p偏光とs偏光の強度比が変わる。従って、プローブ光に光学遅延をかけ、プローブ光の偏光の強度変化を計 参考文献
測することで、THz波の時間波形が観測できる。
[1] K. Kawase et al., Opt. Exp. 11 (20), 2549-2554 (2003)
実験のセットアップを図9に示す。半面遮光によ [2] R. Kuroda et al., Infra. Phys. Tech. 51 390-393 (2008)
り水平偏光に制御し、集光したTHz-CTRを、結晶 [3] Q. Chen et al., Opt. Soc. Am. B. 18 823 (2001)
方位(1 0 0)、厚さ 5 mm のEO結晶ZnTeに入射した。 [4] R. Kuroda et al., Rad. Phys. Chem. 77 1131– 1135(2008)- 1061 -