高出力レーザーと高エネルギー密度科学兒玉了祐

大阪大学大学院工学研究科
レーザーエネルギー学研究センター

高出力レーザーによる高エネルギー密度状態
レーザープラズマの世界
非平衡プラズマ輻射と流体
超高圧状態
超高密度電流粒子加速
超高電場、磁場結語

高出力レーザーで開拓できる高エネルギー密度の状態
レーザーで既に観測されている
100億気圧以上の圧力
１億アンペア以上の超高電流
10億ガウス程度の超高磁場レーザー加速陽電子プラズマ
相対論プラズマ
ビッグバン

100億

ガンマ線
バースト

核燃焼プラズマ

温度（度）1億

100億気圧

超新星
爆発

フェルミ縮退輻射流体プラズマ

1 00万

1000万気圧イオン強結合圧縮性プラズマダイナミックス

太陽

1万
電離

100

固体−プラズマ中間物質
巨大惑星

1/10億

１/10万
1
10万
(1立方センチ当りのグラム)

10億非熱平衡(X線レーザー)
束縛遷移
自由−束縛遷移粒子加速
イオンジェットと加熱
長尺ジェット
電子加速
超高密度電流不安定性と安定化
伝播自己組織化
電子流ジェット

輻射と流体輻射流体ジェット
輻射衝撃波

レーザー技術
プラズマ制御技術

超高電場・磁場
電場発生
磁場計測

超高圧・高密度
衝撃波
爆縮
定容加熱

無衝突衝撃波光子圧力による衝撃波
衝撃波加速

非平衡プラズマからのＸ線輻射： Ｘ線レーザー
束縛電子の非平衡
電子衝突励起
再結合励起
光電離励起
内殻励起

1987年発振 現在応用
不安定性（未だ制御できていない）
有望視され続けて実現できていない
実証

自由束縛電子の非平衡
Ｘ線レーザー励起

プラズマでは理論のみ

非平衡電子分布(non Maxwell 電子による輻射、
非等方分布電子による偏光）

Stimulated Free-Bound Emission from X-ray Laser Pumped Plasma
Phys. Rev. Lett. 69, (1992) 77 R Kodama
光励起非平衡（自由ー束縛間）

非熱平衡(X線レーザー)
束縛遷移
自由−束縛遷移粒子加速
イオンジェットと加熱
長尺ジェット
電子加速
超高密度電流不安定性と安定化
伝播自己組織化
電子流ジェット

輻射と流体輻射流体ジェット
輻射衝撃波

レーザー技術
プラズマ制御技術

超高電場・磁場
電場発生
磁場計測

超高圧・高密度
衝撃波
爆縮
定容加熱

無衝突衝撃波光子圧力による衝撃波
衝撃波加速Experiments on the Radiative Jet
with the GEKKOXII Laserta rg etILE Os a ka Univ.

L ase rp ulse d ura tio n：1 0 0 ps、

m a te ria l：C H , A l, F e , A u

w ave len g th ：0.53 µm
e ne rg y ：5 00 J
In te n sity：2x1 0 14 W /cm 2d ia m e te r：16 0 0 µm
ipe n a ng le：1 2 0d e g

mm

P lasm a p a ram e te r
E lectron T em p .：a fe w 1 00 e V -a fe w keVd en sity：0 .0 00 1 -0.1 g/cc

se lf e m issio n im a g e
sh ad o w im a g e
x-ra y sp ectrosco p yX-ray emissions at same timing (1.3 ns after the laser irradiation)suggest that diameter of jets increases with decreasing
atomic number of the targetILE Os a ka Univ.
Au (Z: 79)

Fe (Z: 29)

Jet propagation
1 mm

Al (Z: 13)

CH (Z: 3.5)

Radiation cooling time and the jet radiuswell correlate with <Z>
ILE Os a ka Univ.

Lineouts of normalized self-emission

Jet radius and radiation cooling time*vs. <Z>

Au
Fe
Al
CH

FWHM of jet emission (µm)

6

300

4

2

0
-400

250

0

200

8

200
6
150
4
100
50

2

0

0
0

-200

10

FWHM (at 1.3 ns)
Radiation cooling time(at 1.3 ns, 800 µm)

400Position (µm)*Radiation cooling time is by calculated parameters fromLASNEX-2D simulation

5

10

15

20

25

Z bar

Radiation cooling time τcτc = εk / qrad
εk: Energy density

qrad : Radiation flux

30

Radiation cooling time (ns)Normalized intensity

8Summary

We have observed radiative cooling effect of high-Mach number
ILE Os a ka Univ.
jets of astrophysical interest
Dimensionless terms in astrophysical jets and our jets*Mχη

AstrophysicalAu jet Fejet Al jet CH jet
jets (HH)
10 - 20
10 - 50 10 - 40 5 - 15 2 - 8
0.1 - 10
~2
~2
~7
~ 30
1 - 10>>1000χ = vjet·τrad / Rjet
η = ρjet / ρambient· Our experimental results suggest that the radiative cooling effect is very
essential for generation of well-collimated high-density outflow.
· The radiative cooling effect is a function of atomic number of the target(or ionization state <Z>). High-Z jets (Au, Fe) are “radiative jets”, and low-z jets
(Al, CH) are apparently near “adiabatic jets”.
· Calculations from LASNEX-2D simulation well reproduce the experimental
results. The calculations show the radiative collapse for high-Z jet.
· The radiative effect is sensitive to its radiation cooling time vs. its
hydrodynamics time.
· The dimensionless terms in our jets are relevant to those of astrophysical jets
except for the density ratio η. This should be improved using foam
(or gas-bag) targets.

Several efforts are done to create radiative
blast wave with intense lasers

A. D. Edens et al., Phys. Plasmas 11, 4968 (2004)

Radiative blast wave propagates more slower
than “classical” blast wave
Classical blast wave is solved by mass, momentum, and energy conservation
with thin shell approximation (+ Rankine - Hugoniot relationships).
∆R
R

pE

l: length of cylinder
α: constantd(Mv1 ) = 2πRlpE = 2πRlαp1
dt
αp
1
2
ET = 1 πR2l
Kinetic energy, Thermal energy Ek = Mv1
γ −1
2
Momentum conservation

M, p1, ρ1

Velocity v1

πR2lρ0 = 2πRl∆Rρ1

Mass conservation

1
4

Shell trajectory

1
4 1
2

⎧ 4 (γ −1)(γ + 1) ⎫ ⎛ E0 ⎞R= ⎨⎬ ⎜⎜ ⎟⎟ t
−
π
3
γ
1
⎩
⎭ ⎝ ρ0l ⎠2Strong radiative blast wave is solved by momentum conservation because ofradiative cooling⋅⋅

Momentum conservation πR2 ρ0 R = πR0 ρ0 R02

1
6⎛ 18 E 0 d 0 ⎞ 13
⎟ t
Shell trajectory R = ⎜
⎜ πρ
⎟
0
⎝
⎠
2

Previous work suggest thin-shelledinstabilities can arrive in spherical geometrywhen γ < 1.2

Nitrogen

Blast wave in nitrogengas is stable

Xenon

Blast wave in xenon
gas is unstable

200 kbarblast wave

J. Grun et al.,Phys. Rev. Lett. 66, 2738 (1991)

Vishniac
instability

非熱平衡(X線レーザー)
束縛遷移
自由−束縛遷移粒子加速
イオンジェットと加熱
長尺ジェット
電子加速
超高密度電流不安定性と安定化
伝播自己組織化
電子流ジェット

輻射と流体輻射流体ジェット
輻射衝撃波

レーザー技術
プラズマ制御技術

超高電場・磁場
電場発生
磁場計測

超高圧・高密度
衝撃波
爆縮
定容加熱

無衝突衝撃波光子圧力による衝撃波
衝撃波加速High Energy-Density Science

高エネルギー密度科学
超高圧状態
EOS in High Pressure

温 度 Ｔ （K）

1憶

100万

レーザー核融合で観測が可能な領域

レーザー核融合

圧力：
100万気圧

超新星

10億気圧

液体金属水素
完全電離

1万

木星

1兆気圧

無電離
多段衝撃波圧縮

分子性
水素液体

100

固体金属水素
分子性
水素固体

0.01

従来法の限界値

1

100

密 度

ρ （g/cc）

1万

In Warm Dense Matter regime large errors exist
even for most studied materials

Energetic particles generated UUL canheat the matter rapidly and uniformly tocreate isochores (ρ is constant) andrelease isentrops (entropy is constant)

R. Kodama et al., Nature 432,1005,(2004)

爆縮と高速加熱：高密度圧縮と定容加熱
ILE Os a ka Univ.

R. Kodama et al., Nature 412, 798 (2001).
R. Kodama et al., Nature 418, 933 (2002).

超高電場・磁場
電場発生
磁場計測
粒子加速
イオンジェットと加熱
長尺ジェット電子加速

非熱平衡(X線レーザー)
束縛遷移
自由−束縛遷移輻射と流体
輻射流体ジェット
輻射衝撃波
レーザー技術
プラズマ制御技術

超高密度電流不安定性と安定化
伝播自己組織化
電子流ジェット

超高圧・高密度
衝撃波
爆縮
定容加熱

無衝突衝撃波光子圧力による衝撃波
衝撃波加速Supersonic Propagation of the Channel Front was
Proved by Observation of a Mach ConeILE Os a ka Univ.

Backscattered Spectrum

ne

(b)

Laser

Time (psec)-100

t e gr a t HC
a ms a l p e r p) mµ 0 0 2 - 0 0 1 = L (0hole boringx

L

Snow plow model) 2 mc / W 7 1 0 1 x 2/ s p 0 0 1 (

100
1050

esl u p e r p/ s maeb 2 (1060
Wavelength (nm)) 2 m c / W 4 1 0 1 / mµ 5 3 . 0

Calc. : 2x1017W/cm2

Yn cx/L0r e s a L mµ 1

ni

nc

Y

(a)

(b)

Mach cone•Id ⎡ x (t) x
ρc dx ⎛⎝ 2 x(t)⎞⎠ ⎤ = Pr = L (1+ R)⎦
dt ⎣ ∫0 L
c•x(t) = 1.2x10 9⎛ 1psec ⎞
⎝ t ⎠

1/ 3

⎛
IL
⎞
⎝ 1019 W / cm 2 ⎠Propagation speed of the channel front
from the Doppler shift of the backscatter
spectra was 7x107cm/s.
θ = sin (1/M) (M=1.5)

1TW/100ps

D

laserchannel
100µm

Nc
0.1Nc

50µm

X

Nc

10Nc

Nc : critical density

Mach cone angle: 43 deg. for 3keV.
Mach cone angle : 45 deg.
from the GIR image

Phys. Rev. Lett. 77 (1996) R. Kodama et al;
Phys. Rev. Lett. 84 (2000) K. takahashi, R. Kodama.

1/3

cm / s重水素核融合反応中性子によるイオン加速の測定

加速重水素イオン
30keV
20-25deg
Sagdeevポテンシャルによる加速（衝撃波加速）必要条件
1< M <1.6

We observed clear fringe shifts
for high-pressure Helium gas

He 30 Torr at 15 ns

He 10 Torr at 15 ns

5 mm

5 mm

No clear shock front? Collisionless...?

The interferogram data show that the shock
front is formed, but not very strong shock
0.4 cm
0.6

0.6
0.5
Position (cm)Position (cm)

0.5
0.4
0.3

0.4
0.3
0.2
0.1
0.0

0.2

2.0

1.0

0.0

Number of fringe shifted

0.1
0

1

2

3

4
-3

Electron density (cm )

18

5x10

Assuming strong shock (ρ/ρ0=4)
and fully ionized, electron densityis ~ 8 x 1018 /cm3

With external magnetic field, the shape of the blast
wave deforms ...
He 30 Torr at 15 ns+ magnetic fieldTarget

5 mm

He 10 Torr at 15 ns+ magnetic fieldSimilar behavior was observed in previous
experiments done in vacuum

B
X

G. Dimonte and L. G. Wiley, Phys. Rev. Lett. 67, 1755 (1991).

超高電場・磁場
電場発生
磁場計測
粒子加速
イオンジェットと加熱
長尺ジェット電子加速

非熱平衡(X線レーザー)
束縛遷移
自由−束縛遷移輻射と流体
輻射流体ジェット
輻射衝撃波
レーザー技術
プラズマ制御技術

超高密度電流不安定性と安定化
伝播自己組織化
電子流ジェット

超高圧・高密度
衝撃波
爆縮
定容加熱

無衝突衝撃波光子圧力による衝撃波
衝撃波加速

Relativistic Rectification
Classicala)electronb)

Relativistic regime

１００

ミク

ロン
高密度粒子ビーム
短パルス超高強度レーザー
高輝度γ線
1兆分の１秒1000兆ワット
数100万電子ボルトの高密度電子ビーム
1億アンペア1平方センチあたり100兆アンペア

Energy Transport of the High-Density REB in Solid Targets
ILE Os a ka Univ.

High Coupling Efficiency
Generation of high-density relativistic electrons> Alfven imit

How about the high-density electron
propagation and energy transport in
high- density plasmas?

合(Fast Ignition)研究に関連した大電流の振る舞い。電流のチャ
ンネル同士が融合する際、それを取り巻く磁場がリコネクションするために磁場のエネルギーを介して電子ビームのエネル
ギーが背景プラズマの加熱のエネルギーに消費される。このため、電子ビームは古典的なクーロン散乱で予想される侵入長に比べ異常に短い距離で熱化されてしまうことになる。
現在、宇宙物理で精力的に解明が進んでいるガンマ線バースト
において、電子陽電子のファーアー・ボール（ジェット）内で、内部衝撃波の通過により、ワイベール不安定が発生すると考えられる。これが、観測されたガンマ線の偏向を理解する上で重要であると考えている。

High-Density Electron Jet Created with Ultra-Intense
Laser Light Heats the Solid TargetILE Os a ka Univ.

Rear side emission due to the energetic electrons in the solid target was observed with
an UV high speed sampling camera, indicating a jet-like propagation. The divergence ofthe propagation is 20-30deg from the exp.
PIC simulation shows the electron jet

Heating of solid Al targets with the electron jet
Hot electrons created by 30-40TW laser lightheated the solid Al target upto ρR=0.3g/cm2.
30-40TW/500fs
Al
Solid target
5 50

10

10 µm

40 µm

200
40

500200200 µm1000

500 µm200 µmµm

500

Angular Distribution of γ-Ray or Electron Beam Detectedwith the Imaging PlateILE Os a ka Univ.

Laser polarization

100µm

Angular distribution

Image detected with the IP

The Number of the Filament Decreases with the Intensity of the Rear
Emission as well as with the Decrease in the Target Thickness
ILE Os a ka Univ.
Higher power irradiation generates energetic electrons with higher current,
resulting in more collimation of the electron channel due to the higher magnetic
field.
E15TW
EL=20J
L=10J
30TW
Al 500 µm

Al 200 µm

The Number of the Filaments Decreases with
Self Heating Temperature

Filament number

Stabilization of Electron Transport with Self Heating

0

100

200

Heating temperature (eV)Control of Electron Transport Taking Account of
the Conductivity Channel Mechanism

Al

Al

δJ
δη
δBφ
= Jr δrr + ηr δrrδtdominate

Al

η

(a)

CH
j

ηAl: 0(a)ηAl: smaler

(c)

r

100µm

ηAl: smal(b)ηCH: large

ηAl: larger

ηAl: small

(b)

(c)

超高電場・磁場
電場発生
磁場計測
粒子加速
イオンジェットと加熱
長尺ジェット電子加速

非熱平衡(X線レーザー)
束縛遷移
自由−束縛遷移輻射と流体
輻射流体ジェット
輻射衝撃波
レーザー技術
プラズマ制御技術

超高密度電流不安定性と安定化
伝播自己組織化
電子流ジェット

超高圧・高密度
衝撃波
爆縮
定容加熱

無衝突衝撃波光子圧力による衝撃波
衝撃波加速Ion Jet Formation Mechanism

Electrons
Protons(3D PIC by H. Ruhl)

S. P. Hachett et al., Phys. Plasmas 7,2075 (2000).

Focusing Device of High Energy Density Protons
PW laser light was focused on a hemispherical target. MeV protons are
generated at the rear surface of the hemi to accelerated and collimated to an Al
sample plate. The spot size, observed with an x-ray pinhole camera, on thesample due to the proton heating is a few 10 µm, which is much smaller than the
spot area of the laser irradiation.
Rear side heating
temperature

Al Hemisphericalhollow shell
F=7

Al plane

KeV X-ray Image
from the front side

Sheath Field Acceleration
EffectPositron Energy Shift is explained by a sheath field acceleration at thetarget rear surface.

PIC simulation- Y. Sentoku(General Atomics)
Conte-Carlo simulation- Tom Phillips(LLNL)

Large Aspect Jet Generated by Ultra Intense Light andEnergetic Electron

ILE Os a ka Univ.

Long scale jets were appeared in the direction of specularly reflected light when ultraintense laser light propagated in the long scale-length plasma to the high density regions
close to the target surface. The jet is created by the reflected light with modulation at highdensity regions.
specularly reflectedlaser

Specular Jet

Y [µ m]

8

(a)
I/I 0
2.0

4

0

100TW

incident
laser

0.0

4
Targetsurface

アスペクト比：１０００以上のジェットをX線で観測

Phys. Rev. Lett. 92 (2004) R. Kodama et al.

404
X [ µ m]

超高電場・磁場
電場発生
磁場計測
粒子加速
イオンジェットと加熱
長尺ジェット電子加速

非熱平衡(X線レーザー)
束縛遷移
自由−束縛遷移輻射と流体
輻射流体ジェット
輻射衝撃波
レーザー技術
プラズマ制御技術

超高密度電流不安定性と安定化
伝播自己組織化
電子流ジェット

超高圧・高密度
衝撃波
爆縮
定容加熱

無衝突衝撃波光子圧力による衝撃波
衝撃波加速The Cone-Wire Plasma Device has 3 Functions
to Control the High Energy Density Electron BeamPP
D

Levels:-0.6B0 ~ 0.6B0(B0 = 320 MG)
Levels:-0.6E0 ~ 0.6E0(E0:9.6x1012V/m)

R. Kodama et al., Nature 432,1005,(2004)

Two Components of MeV Protons were Observedin the Cone Wire
HISAC
pinholecamerapinholecamera

laser

0o
5μm

gold cone

15osandwichlike detector

electron
spectrometerhollow
structurefilamentring

carbon wire

P+
e-

P+
e-

eP+
P+
E field
2D PIC by Z. M. Sheng

2nd

PP
D

Time Evolution of Strong Electric Field from Proton Deflection,
Indicating the Decay Time of about 3ps Corresponding to the Wire Length

The protons with different energies can probe the electric fields at different times
because of the different speed of the protons.
12-13MeV

9-11MeV

6-8MeV

3-6MeV
Higher energy proton:higher speed
Field deflection
at earlier time.

t1<t2Higher energy

t1
t2
Lower energy

Submitted to PRL by Z L Chen

Strong magnetic field generation with PW lasers

超高電場・磁場
電場発生
磁場計測
粒子加速
イオンジェットと加熱
長尺ジェット電子加速

非熱平衡(X線レーザー)
束縛遷移
自由−束縛遷移輻射と流体
輻射流体ジェット
輻射衝撃波
レーザー技術
プラズマ制御技術

超高密度電流不安定性と安定化
伝播自己組織化
電子流ジェット

超高圧・高密度
衝撃波
爆縮
定容加熱

無衝突衝撃波光子圧力による衝撃波
衝撃波加速大阪大学の大出力レーザー

実験

GEKKO XII 10kJ 0.1ns-3ns /12beams 3-4shots /day
PW

0.5kJ/0.5ps 1beam

2-3shots/day

Outlook of installed amplifier chains

This picture will be taken by the end of March, 2004.

Technical Challenges to Realize the 10-kJ PW Laser
12kJ (4 beams) / 2ns / 3nm
before the compressor.

DML grating
andSegmentation(40x50x3-4)x4x4

10kJ (4 beams) / 1-10ps(pulse shape)
Target chamberPhase locking
and correction

Illustrated by T. Endo, taken from Nikkei Science1996.

2×2 segment

N FP
Off-axis
parabolamirrors

Stairing
mirrors

0.8m

2×2 segment

1.2 – 2 m
2nd grating

Stairing mirrors
3rd grating

4th grating
Adaptive
mirrors

20040311KODAMAR at 5th HEDLA

Vertical array

FFP

1st grating

20µm

0.5PWx2beam colliding
Photon Bubbles

Rutherford Appleton Lab in UK
Positron Plasma
generation

結語

高出力レーザーを用いた実験室宇宙物理学の可能性

もともと、高エネルギー密度状態に関する研究のモーティベーションは1930年代の白色矮星や中性子星のような宇宙に存在する極限状態の物理を理解することであった。

図１：左が超新星1987Aの爆発。右は爆発前の映像。

近年のレーザー技術の進歩によりこれまでに無い極限状態が実現できるようになり、本来の疑問である
宇宙プラズマの状態を知る手段としてレーザープラズマを応用できる可能性が出てきた。

レーザーが発明されたのは1960年である。短パルス、高強度のレーザーが普及し始めて、
レー ザー で生成されたプラズマを意味する「レーザープラズマ」という言葉が生まれた。
レーザープラズマに関する1964年の論文で、そのプラズマの特性や応用について言及している。論文の最後に、レーザーを使って超新星爆発で発生する無衝突衝撃波や太陽フレ
ア現象の模擬実験が可能であろうと述べている。しかし、この論文が表題の研究のきっかけにはならなかった。