J. Plasma Fusion Res. Vol.92, No.2 (2016)７
３‐７７

小特集

宇宙と実験室の無衝突衝撃波−粒子加速と磁場生成・増幅−
Collisionless Shocks in the Universe and Laboratory― Particle Acceleration and Magnetic Field Generation/Amplification ―１．はじめに
1. Introduction
坂 和 洋 一１），高 部 英 明２）
SAKAWA Youichi１）and TAKABE Hideaki２）
１）

大阪大学レーザーエネルギー学研究センター，２）ドイツ・ドレスデン・ヘルムホルツ研究機構（原稿受付：２
０
１
５年１
１月２
４日）

１．
１ 緒言

ミュレーションによって精力的に研究され続けているの

今回は，無衝突衝撃波に焦点を当てて特集を組んだ．そは，これが宇宙における高エネルギー荷電粒子，すなわちの中でも，粒子加速，磁場生成・増幅，不安定性の励起と宇宙線の生成に重要な役割を担っているからである．

いったトピックの，観測・理論・シミュレーションおよび

通常の（衝突）衝撃波では，衝撃波の上流における超音

レーザー実験による最新の成果を紹介する．

速の粒子の運動エネルギーが，粒子間衝突によって散逸

無衝突衝撃波とは，荷電粒子間のクーロン衝突がほとん

し，粒子は減速して亜音速となり，衝撃波下流で「加熱」さど起きない無衝突プラズマ中に生成される衝撃波であり，れ熱エネルギーに変換される．一方，無衝突衝撃波では，荷電粒子間のクーロン衝突の平均自由行程よりもはるかに荷電粒子とプラズマ中の電磁場との相互作用によって，荷短い領域で衝撃波が生成される．無衝突衝撃波の生成に必電粒子の「加熱」に加えて非熱的成分の生成「加速」が起

要な散逸過程は，粒子間衝突以外の過程，すなわち，プラ

こる．無衝突衝撃波における様々な「加速」機構によって，ズマの集団現象によって生成される電場や磁場と荷電粒子

宇宙物理学の最も重要な課題の一つとされる宇宙線の生成との相互作用である．宇宙で観測される衝撃波は，ほとんが行われる．その加速機構にはプラズマの集団現象によっどが無衝突衝撃波である．

て生成される様々な不安定性や波動が関与し，その結果，Balogh&Treumannの本から引用すると［１］，プラズマ中

磁場生成や増幅も行われる．

の無衝突衝撃波は，１９４８年に Courant & Friedrichs によっ

本小特集では，まず本章の次節以降で，宇宙における無て初 め て そ の 存 在 が 指 摘 さ れ，１
９５０年 に De Hoffman &衝突衝撃波と宇宙線加速，および本小特集で取り上げられ

Teller によって初めて磁化プラズマ衝撃波の理論が示さる三種類の無衝突衝撃波の説明と，これまでの無衝突衝撃

れ，１９６３年に Sonett & Abrams，
１９６
４年に Ness 等による観波研究の歴史的経緯を示す（高部）．第２章では，プラズ

測衛星によって初めて自然界（地球のバウショック（後マ・核融合学会誌では比較的なじみの薄い，「無衝突衝撃述））で の 存 在 が 確 認 さ れ，１９６５年 に Kurtmullaev 等 と波における宇宙線加速と磁場増幅の観測・理論・シミュPaul 等によって初めて実験室での生成に成功し，１９６８年にレーション」について３小節で説明する．２．
１では超新星残Dawson &Shanny によって初めて静電的な無衝突衝撃波の骸における無衝突衝撃波での銀河宇宙線加速の理論・モデ

シミュレーションが行われた，とされている．我が国でも，

ル・観測結果についてまとめる（山崎）．２．
２では超新星残坂上と山中によって１９６５年に無衝突衝撃波生成実験が報告

骸の衝撃波において観測されている磁場増幅の物理機構とされている［２］．２章で詳しく述べられるが，無衝突衝撃波

して有力視されている Richtmyer-Meshkov 不安定性研究が半世紀以上も観測衛星，X 線・ガンマ線観測，理論・シの，最新のシミュレーション結果を示す（佐野）．２．
３では

1)Institute of Laser Engineering, Osaka University, 2Helmholtz Zentrum Dresden Rossendorf (Germany)

authors’ e-mail: sakawa-y@ile.osaka-u.ac.jp, h.takabe@hzdr.de

７３!2016 The Japan Society of Plasma
Science and Nuclear Fusion Research

Journal of Plasma and Fusion Research Vol.92, No.2 February 2016

宇宙における磁気流体的無衝突衝撃波の概要および様々な加速機構を観測と理論・シミュレーションの両面からまとめる（松清）．第３章「高出力レーザーを用いた無衝突衝撃
波と磁場生成・増幅実験」では大型レーザーを用いた無衝突衝撃波に関連する実験として，レーザー生成プラズマにおける磁場生成・増幅（３．
１ 蔵満），静電的な無衝突衝撃波生成実験（３．
２ 森田），Weibel 不安定性による無衝突衝撃波生成の試み（３．
３ 坂和）を示す．第４章で「まとめ」
として，レーザーを用いた宇宙プラズマ物理研究の歴史を振り返り，今後の展望を示す．（坂和）１．
２ 無衝突衝撃波研究の背景と歴史抄
１．
２．
１ 宇宙線と超新星残骸
まず，宇宙物理学における無衝突衝撃波と粒子加速について簡単に歴史をひもとく．

図１

宇宙線のエネルギースペクトル［４］．

最近，宇宙物理学では系外惑星の探査が盛んに行われている．太陽系外に地球と同じように生命現象が見られる惑

その Fermi の加速機構のアイデアを基礎に，超新星残骸星があるか．天文台の某氏は「ALMA が完成すれば，生命の波面のような無衝突衝撃波を挟んだ領域で統計加速が起の起源は顕微鏡でなく望遠鏡で探る時代が到来するかもし

これば観測されているエネルギースペクトルのべき乗則がれない」と言っていた．しかし，地球という理想的な環境導出されることを，１９７８年に英国の Bell［７］と米国の Bland-を考えると生命の存在する惑星を探すのはかなり難しいよ

ford &Ostriker［８］が同時に独立に定式化した．そして，そうに思われる．その一つの原因が宇宙線である．宇宙線のの観測的証拠は小山により１
９９５年の Nature 論文に掲載さ一部は，太陽表面から放出されるプラズマで，太陽からのれた［９］．ただし，宇宙線の超新星残骸起源は，電波天文学

高エネルギー粒子の最高エネルギーは数 GeV に達する．

分野でシンクロトロン放射が観測された時代からわかって宇宙線は Hess により１００年以上前に発見された．といういた．電波シンクロトロンはマイクロ・ガウス程度の星間より，宇宙から来ていることがHessの観測の結果明らかと磁場に対しては，GeV くらいの電子が放射しているからでなった．当初，この放射性粒子は地下から来たと思われてある．小山の１９９５年の論文で初めてわかったことは，電子いた．それを確認するためHessが上空での宇宙線減少を確の最高エネルギーが TeV 以上まで達し，knee と呼ばれる

認しようと気球で上昇したところ，逆に増加したことから

スペクトルの折れ曲がるエネルギー（＝3×1015 eV）の近宇宙起源とされた［３］．

くまで超新星残骸で加速されているという観測的検証が行

私たちの地球は太陽光エネルギーの恵みで進化を遂げ，われたことである．
１．
２．
２ 三種類の無衝突衝撃波

生命がDNAで進化して高度な文明をもつ人類が生まれた．
地球誕生から常に太陽表面からの宇宙線が地球に降り注い無衝突衝撃波の波面は荷電粒子間のクーロン散乱で決まできたが，それは地磁気で受け止められ，無衝突衝撃波でる平均自由行程より桁違いに薄い．超新星残骸の衝撃波だ

減速されることで，地球に直接放射線粒子が衝突すること

けでなく，たとえば地球磁場に向かって降り注ぐ太陽風はを防いできた．地球という惑星自体に宇宙からの高エネル

船首（bow）の形をした無衝突衝撃波（バウショック）で，ギー粒子の侵入を防ぐ仕組みが備わっていて，生命現象が減速・圧縮される．太陽風の平均速度は400 km/s程度もあ可能となったのである．また，大気圏に突入した宇宙線はり，直接，地球に衝突すると全ての生命はDNAの破壊など

幸いにも大気の原子核に衝突し，「シャワー」と呼ばれるにより死滅してしまう．この速度と密度を入れると平均自他の素粒子への崩壊などを通し，大気中でエネルギーを失

由行程は太陽と地球の距離（AU＝1.5×1011 m）よりも長う．

くなる．衛星観測によると地球のバウショックは約 100−

図１に「宇宙線（Cosmic-Rays）」のエネルギースペクト1000 km の厚さで，地表から約９万 km の位置に存在する．

ルを示す［４］．このエネルギーが !!1020 eV にまで広がる

このような無衝突衝撃波は中性ガスの衝撃波と異なり，荷電粒子（主に陽子）のうち，数 GeV 以下は主に太陽起源

極めて多様である．しかし，敢えて大別すると以下の３つである．高エネルギー成分の起源は超新星残骸（Super-の場合がある．ただし，それぞれ必ずしも独立ではない．

nova Remnants: SNRs）で あ る と１
９３４年 に 唱 え た の が① 磁場のない静電的無衝突衝撃波

Baade & Zwicky［５］である．超新星残骸は宇宙の X 線源で② 磁気流体的無衝突衝撃波

あり，時間と共に爆風波が球状に広がっていく特徴をも③ 磁気乱流が支える無衝突衝撃波

つ．彼らは超新星爆発のエネルギーの１０−２０％が宇宙線のこれら３つの無衝突衝撃波の違いを定性的に説明しよう．

エネルギーに変換されるだろうと予言した．そして，宇宙①や②では，１次元圧縮の弱い衝撃波の層流的な解が存線の加速機構として E. Fermi は１
９４９年に今日でいう統計加

在する．弱い衝撃波ではプラズマの流体近似で衝撃波の構速の基本概念を提案した［６］．

造を求めることができる．①の衝撃波の厚さはデバイ長
７４Special Topic Article

1. Introduction%* 程度

Y. Sakawa and H. Takabe

ンで，欧州ではポルトガルの Silva 達が［１３］，我が国では
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加藤が
［１４］，米国では Spitkovsky［１５］らを中心に，衝撃

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波が形成される様子を研究した．GRB の場合，荷電粒子が（１）

電子・陽電子と質量が同じであることと相対論的なジェッである．ここで，(0は［1/m3］単位である．②の衝撃波ではトであることから，数値計算の負荷が比較的小さいため，

電子のスキン長程度

多くの研究が行われた．

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加藤と高部は，超新星残骸のようにイオンと電子という質量比が２０００倍近くある場合について，非相対論的な速度（２）での Weibel 不安定性による衝撃波形成のシミュレーショ

である．③の衝撃波の波面のサイズを決めるのはイオンのンを行った［１６］．長時間シミュレーションの結果，電子運

ラーモア半径であり，その値は陽子に対して非相対論と相動ではなくイオンのゆっくりした運動で磁場が生成し，非対論的なエネルギーの場合について，それぞれ線形段階に成長し，磁気結合により磁場のサイズが大きく

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なり，イオン流が磁場により散乱を受けて衝撃波ができる
ことがわかった．このように超新星残骸のようなプラズマ（３）

高速流が自己磁場生成を行い，自ら生成した磁場によるローレンツ力で軌道が乱れ，流れがせき止められ，その結（４）

果衝撃波ができるというシナリオを明らかにした．また，である．ここで，!&+ はマイクロ・ガウス単位での磁場，

それが実験可能であるかの考察を行った［１７］．その結果を（４）式は相対論的陽子"0/ は相対論的陽子のエネルギー，

ベースに大型レーザーを用いた無衝突衝撃波実験が坂和のに対する 公 式 で ある．"0/ #"!"&，!&+ #"で，)#1 pc,

グループにより開始され，本小特集に見るように大がかり（＝3.26 光年＝3.1×1016 m）である．

な国際共同実験として実施されている．
１．
２．
４ 無衝突衝撃波の実験と観測

層流的な衝撃波は，プラズマ流体の運動方程式の対流項と，電子・イオン間の電荷分離に起因する分散性が釣り合

ここで，実験室の無衝突衝撃波実験について歴史を簡単うことで維持されている．衝撃波ができるのは，たとえばに説明しておこう．１９６０年代は非線形プラズマ物理学の対Landau 減衰など散逸を伴う場合であり，散逸が全くない象としてソリトン，無衝突衝撃波の研究がされていた．７０と孤立波（Soliton）として存在することができる．

年代初めにはその実験も行われていた［１８］．しかし，理論上の③の無衝突衝撃波は，例えば無衝突プラズマ同士が的に解析できる衝撃波は弱い衝撃波に限られていた．それ

対向流としてすれ違う際，揺動による微弱な磁場によりわ

は，基礎プラズマ装置の限界もあった．

ずかに軌道が変化して磁気不安定が成長し，非線形効果で

ここで，イオン波ソリトン，イオン波の無衝突衝撃波に電流フィラメントが成長し不安定となる．するとフィラメついて説明する．これは，静電的波動である．詳しい理論

ント同士は合体し，磁場が強く成長していくと，イオンのと実験の比較はたとえば佐伯氏の記事［１９］にある．Taylor

ラーモア半径が，乱流の平均的な磁気島のサイズ程度になの実験結果を図２に示す［１８］．密度の飛びはせいぜい２０％

る．その結果，対向流は自由に流れることができずに磁場

４年刊のという弱い衝撃波の実験結果である．これは，１９７の強いところで乱れた衝撃波面を形成する．しかし，これF.F. Chen の教科書の８．
３節「衝撃イオン音波」
（p．
２２０）に

もマクロなスケールで見るとラーモア半径の数倍の幅をも理論が詳しく書かれている［２０］．また，Sagdeev ポテン

つ無衝突衝撃波として観測できる．
１．
２．
３ 磁気乱流による無衝突衝撃波形成
ちょうど，小山氏の論文が出た頃，宇宙物理ではガンマ線バースト（GRB）［１０］という謎の爆発現象が多数観測されていた．しかし，起源は何かを探る段階であった．GRBの距離が宇宙論的だと確定したのは１９９７年であり，相対論的速度で宇宙空間に爆発的に広がる Fireball モデルを用いると，観測の説明が可能であった．それは，電子・陽電子の塊がジェット状にローレンツ因子１００‐１０００で膨張するときに，内部に無衝突衝撃波と共に磁場が形成され，相対論効果でそのシンクロトロン放射がガンマ線となり放射されるというモデルであった．
２０００年以降，宇宙物理の計算物理研究者達はこの現象を粒子シミュレーションで研究し始めた．分布関数の形状が非等方であることに起因する Weibel 不安定［１１］が起これば磁場生成と衝撃波形成が同時に起こるはずだと Medvedev & Loeb が主張した［１２］．その後，粒子シミュレーショ

図２

７５Taylor らの無衝突衝撃波実験結果［１７］．

Journal of Plasma and Fusion Research Vol.92, No.2 February 2016

験確認された．

シャルの式も詳しく説明されている．教科書にはマッハ数! が 1.6 より小さい時に解が存在し，それより ! が大きい

最近では，ポルトガルの Silva のグループが精力的に二場合は解が存在しないと書いている．この教科書の範囲で次元や三次元の無衝突衝撃波シミュレーション研究を行っ実験データ図２を解釈することは可能である．

ており，色々な条件下で静電的衝撃波や，Weibel 不安定をその後，! "!
!
#の強い衝撃波の実験はどうなったのだ

伴う衝撃波などの存在条件を明らかにしている［２３］．

ろうか．著者の知る限り論文が見当たらない．想像するに，さらに Princeton の Spitkovsky のグループがイオンは粒図２の実験に使われた基礎プラズマ実験装置では ! "!
!
#子，電子は流体というハイブリッドな粒子シミュレーショ

のような強い衝撃波を時間的に定常に作ることが難しかっ

ンで，長時間の衝撃波の発展から，磁場乱流が発生し，非たと思われる．さらに，私信であるが，１９７３年後半から半

熱的なイオンの加速が起こるまでの大型シミュレーション

年の間に原油価格が１バレル３ドルから１２ドルに跳ね上を行い，多数の論文を書いている［２４］．その精力的な研究

がった第１次石油危機の影響で，多くのプラズマ物理学者には頭が下がる．

が核融合プラズマの研究へ移動したため，上記のような基他にも重要なシミュレーション研究が過去４５年間に間欠礎研究に多大な影響があり，無衝突衝撃波という基礎研究的に報告されているが，少なくとも，レーザー生成プラズの空白期が到来した．それが，１９７０年から２０１０年頃まで４０マや超新星残骸など実験室，宇宙でのプラズマを対象に精年間の空白期である．その間に，先に書いたように宇宙物

力的な研究が行われだしたのはここ１０年程度である．私た理では GRB の物理機構解明に関して無衝突衝撃波の高度

ちの超新星残骸衝撃波関連のレーザー模擬実験の積み重ねな研究へ進展した．

が，実験室と宇宙物理をリンクさせる世界的な研究の流れ

一方，磁化プラズマの無衝突衝撃波に関しては，地球磁を喚起してきたと自負している．

気圏のバウ衝撃波や巨大な太陽フレアに伴うプラズマ放出

また，時期を同じくして，Weibel 不安定は高速点火核融でできる無衝突衝撃波の研究は脈々と続いていた．１９５７年

合の加熱の物理にも深く関与していることから，研究が行１０月，人類初の人工衛星「Sputnik I 号」が地球の軌道にわれている点に注意しよう［２５］．異なる点は，我々は理学乗った．そこで，６０年代には特に，地球磁場と太陽風との的研究，つまり，より複雑な物理現象が Weibel 不安定の非相互作用による磁化プラズマの無衝突衝撃波実験をテータ

線形性を通し，自己組織化などとどのようにつながって，

ピンチや高速プラズマ風洞などで研究する動きがあった．

非熱的加熱粒子を生成するかを研究しているのに対し，高しかし，磁化プラズマでは「whistler 波」など多数の波が介

速点火は「どのようにしてWeibel不安定を工学的に押さえ在するためはっきりした成果は得られなかったようであて，古典的な電子流れに制御するか」という，工学的研究

る．むしろ，この分野では１９８０年から９０年代にかけて GEO-の点である．しかし，大切なことは，理学・工学を問わず，TAIL（１
９９２年に打ち上げ）に代表される観測衛星が，衝撃

自然の現象に素直に耳を傾ける謙虚な姿勢が両研究の進展

波や太陽から見た地球背後の磁気中性点での磁気リコネクには必須という歴史的教訓である．

ションやそれに付随したオーロラ観測などの詳しいデータ

１．
２．
６ プラズマ物理学としての無衝突衝撃波研究を送ってきた．同時に地球磁気圏で衛星が衝撃波面を通過

様々な宇宙・天体プラズマおよび実験室のプラズマに共する時の磁場など物理量の変化が観測された［１］．そのよ通で極めて重要な非熱的粒子加速（宇宙線など）を実験室

うな背景もあり，地上での磁化無衝突衝撃波の実験という宇宙物理のテーマとして掲げ，より広い分野へのインパクよりも観測データの解析に理論家達は重点を置き，物理をトを期待し，２００８年のシミュレーション［１６］および実験の解明していく時代になった．

国際共同研究（３．
２節），NIF 実験（３．
３節）と，約７年の月

１．
２．
５ 計算機シミュレーションによる研究

日を経て，ようやく全体像が明らかになりつつある．同時

１
９７０年代には J. Dawson 達により開発された PIC（Parti-に問題意識を共有する世界の仲間が３０人以上集まった．国cles in Cell）のシミュレーション手法で，様々な非線形で集際化と学際化が今後の研究型大学に求められており，本小団的なプラズマの現象を研究する動きが加速した．それ

特集を通して，未来志向の研究形態の生の声をお届けしたは，
１９７０年代末の Cray-1 によるスパコンの時代の到来でさい．

らに加速していった．

７年経ち，研究を振り返ってレビューを書いていたら，

Morse 達が一次元の電子・イオン系の静電衝撃波生成の無衝突衝撃波の物理は，プラズマの教科書で相互の関係がシミュレーションを行い［２１］，引き続き Forsland 達が電素人には判然としない「運動論」「非線形物理」「波と粒子

子温度とイオン温度の比が大きい（電子温度がより高い）の相互作用」「プラズマ乱流」「自己構造形成」などが一つ場合にはイオン音波波面でイオンの一部が反射され，そののシナリオとして語られる，大変教育的な研究テーマであ動圧が後面の電子の圧力とバランスする静電衝撃波が可能

ることを見いだした．本小特集には「プラズマ物理学」のであることを示した［２２］．この ! ""の高マッハ数のシ

上級コースのエッセンスが背景にあることを見いだしてほ

ミュレーション結果が正しいことは，高マッハ数衝撃波がしい．（高部）

生成可能となった４
０年後，本小特集の３．
２章に詳述されているように，中国上海光機所の神光 II レーザー実験で初め参考文献て確認された．これは，Weibel 不安定成長計測をめざした［１］A. Balogh and R.A. Treumann, Physics of Collisionless
Shocks -Space Plasma Shock Waves- (Springer, New York,実験であったが，一種のセレンディピティで，偶然にも実
７６

Special Topic Article

1. Introduction2013).
［２］阪上幸男，山中千代衛：核融合研究 15, 191 (1965).
［３］木舟 正：宇宙高エネルギー粒子の物理＝宇宙線・ガンマ線天文学（培風館，２００４）．
［４］S.W. Swordy, Space Sci. Rev. 99, 85 (2001).
［５］W. Baade and F. Zwicky, PNAS 20, 259 (1934).
［６］E. Fermi, ApJ 119, 1 (1954).
［７］A.R. Bell, MNRAS 182, 14 (1978); A.R. Bell, MNRAS 182,
443 (1978).
［８］R.D. Blandford and J.P. Ostriker, ApJ 221, L29 (1978).
［９］K. Koyama et al., Nature 378, 255 (1995).
［１０］村上敏夫：宇宙最大の爆発天体ガンマ線バースト（ブルーバックス新書，講談社，２
０
１
４）
．
［１
１］E.S. Weibel, Phys. Rev. Lett. 2, 83 (1959).
［１２］M.V. Medvedev and A. Loeb, ApJ 526, 697 (1999).
［１３］L.O. Silva et al., ApJ 596, L121 (2003).
［１４］T.N. Kato, Phys. Plasmas 12, 080705 (2005); T.N. Kato, ApJ

Y. Sakawa and H. Takabe

668, 974 (2007).
［１５］P. Chang et al., ApJ 674, 378 (2008).
［１６］T.N. Kato and H. Takabe, ApJ 681, L93 (2008).
［１７］H. Takabe et al., Plasma Phys. Cont. Fusion 50, 124057(2008).
８］R.J. Taylor et al., Phys. Rev. Lett. 24, 206 (1970).
［１［１９］佐伯紘一：プラズマ・核融合学会誌 83, 74 (2007).
［２０］F.F. Chen, 内田岱二郎訳：プラズマ物理入門（丸善出版，
１
９
７
７）
．
［２
１］R.L. Morse and C.W. Nielson, Phys. Fluids 12, 2418 (1969).
［２２］D.R. Forslund and C.R. Shonk, Phys. Rev. Lett. 25, 1699(1970).
［２３］F. Fiuza et al., Phys. Plasmas 20, 056304 (2013); A. Stockem
et al., Science Report 4, 3934 (2014).
［２４］D. Caprioli and A. Spitkovsky, ApJ 783, 91 (2014).
［２５］A.P.L. Robinson et al., Nucl. Fusion 54, 054003 (2014).

７７

J. Plasma Fusion Res. Vol.92, No.2 (2016)７
８‐８２

小特集 宇宙と実験室の無衝突衝撃波−粒子加速と磁場生成・増幅−

２．無衝突衝撃波における宇宙線加速と磁場増幅の観測・理論・シミュレーション
2. Observation/Theory/Simulation of Cosmic−Ray Accelerationand Magnetic Field Amplification at Collisionless Shock２．
１ 超新星残骸の無衝突衝撃波での宇宙線加速の理論と観測
2.1 Theory and Observations of Cosmic-Ray Acceleration
at Supernova Remnant Shocks
山崎

了

YAMAZAKI Ryo
青山学院大学 理工学部 物理・数理学科（原稿受付：２
０
１
５年１
１月２
４日）

銀河宇宙線の起源天体と考えられている超新星残骸の無衝突衝撃波での宇宙線加速の理論と，最新の X 線・
ガンマ線観測結果，およびその理論的解釈についてまとめる．特に宇宙線電子によるシンクロトロン放射と逆コンプトン散乱放射，宇宙線陽子によるパイ中間子崩壊ガンマ線の観測から，宇宙線加速の理論にどのような示唆が得られているか紹介する．
Keywords:
cosmic rays, supernova remnants, Fermi acceleration, shock waves, gamma rays, X-rays

２．
１．
１ はじめに：銀河宇宙線と超新星残骸

成が重元素を多く含むことからも示唆される．

地球近傍での宇宙線の到来頻度からエネルギー密度を見

現在の宇宙線研究の中心課題のひとつが，宇宙線核子成

積もると核子成分については約 1 eV/cm3 程度となり，これ分，特に陽子の加速源をつきとめることである．前段落のは銀河内の可視・赤外光や磁場，乱流，ひいては宇宙マイ見積もりに基づき，爆発後１０００年程度かそれ以下の若い超クロ波背景放射のエネルギー密度と同程度かそれ以上である［１］．宇宙線電子成分は核子成分の１００分の１程度以下であり，主成分は核子である．核子成分の約９割は陽子である．地球近傍の宇宙線スペクトルは 3000 TeV＝3×1015 eV
で折れ曲がり，このエネルギーを knee エネルギーと呼ぶ（本小特集１章図１参照）．knee エネルギー以下の核子宇
宙線は銀河系内起源と考えられている（銀河宇宙線）．
太陽近傍の銀河宇宙線のエネルギー密度は１億年程度以上の長い時間スケールでみれば変動は小さく大雑把には一定である．約 1 eV/cm3 というエネルギー密度を保つために必要な宇宙線供給量は，銀河の体積（約 1060 m3）と宇宙線の銀河の滞在時間（〜１０７年）から 1033 J/s 程度と見積も図１られる．銀河系には様々な種類の天体があるが，実は我々の知っている天体および天体現象のうちこのエネルギー供
給量をまかなえると期待できるのは超新星爆発くらいしかない．１回あたりの超新星爆発の爆発エネルギーは 1044 Jであり，超新星爆発が３０年に一度の頻度で起こるので，爆発エネルギーの１％程度が銀河宇宙線の生成に消費されているという勘定になる．このことは，銀河宇宙線の化学組

宇宙線陽子のフィードバック効果．宇宙線陽子の注入効率が上がったときに予想される背景プラズマの作る衝撃波の圧縮比や磁気乱流，宇宙線陽子自身のスペクトル指数 p や
最高到達エネルギー Emax の応答を示す．左半分の黒色が正のフィードバック，右半分の灰色が負のフィードバックを表す．太枠は電磁波観測により直接知ることが可能な量を示す．尚，（１）
式からわかるように，指数 p が大きくなる（小さくなる）ということは，高エネルギーの粒子の割合が少なくなる（多くなる）ということを示す．

Department of Physics and Mathematics, Aoyama Gakuin University, Sagamihara, KANAGAWA 252-5258, Japanauthor’s e-mail: ryo@phys.aoyama.ac.jp

７８!2016 The Japan Society of Plasma
Science and Nuclear Fusion Research

Special Topic Article

2.1 Theory and Observations of Cosmic-Ray Acceleration at Supernova Remnant Shocks

R. Yamazaki

新星残骸［２］―超新星爆発で吹き飛ばされた星の破片が星とが明らかとなってきている［４］．さらに複数の超新星残間空間のガスと衝突している―の外縁部にある強い衝撃波!
!であること骸の電波・ガンマ線スペクトルからも $##が宇宙線の加速源であると長らく考えられてきた．天文学が示唆されている（後述）．

的・宇宙物理学的な銀河宇宙線の研究は，銀河宇宙線の超Fermi 加速理論に基づいて，被加速粒子の最大到達エネ
ルギー ",).を計算すると，

新星残骸起源というパラダイムの検証や，超新星残骸の衝撃波における宇宙線生成過程の解明をめざすものである．

1 μG）
（'-"
3000 km/s）2（!"",).#%'*($!"

もちろん，超新星残骸以外の可能性があれば天文学的には

×（&０００年）（２）)+*/１

面白いであろう．実際，最近の観測の進展により，未同定
ガンマ線天体が多数発見されており，これらが銀河宇宙線となる．ここで '-は衝撃波速度で，$と &)+*はそれぞれ乱の「暗黒加速器」となっている可能性が指摘されている［３］．

流度と超新星残骸の年齢であり，若い超新星残骸では，$#宇宙線の起源に迫るために有効な手段は，加速現場で宇!!!年程度である．衝撃波近傍で磁場が1−10 程度，&)+*#"

宙線の発する電波・X 線・ガンマ線等の電磁波放射を観測

星間空間の典型値 !$3−10 μG をとるとすると，最高到達することである．特に近年は，観測技術の急速な発達によエネルギーは高々 10−100 TeV 程度となり，knee エネル

り，高精度の X 線・ガンマ線観測の結果が続々と得られてギーに及ばない．

おり，新たな発見とともにそれにより新たな問題も浮き彫

これらテスト粒子近似のもとでの問題点を説明するためりとなってきている．本節では，超新星残骸の宇宙線加速に，次節で述べる非線形モデルの他，様々な効果が指摘さ研究の最新の理論・観測の進展と残された課題について紹れている．そのほとんどが磁場の乱れに依存した効果であ介していきたい．

り，磁場ゆらぎについての正確な理解が必要になってきた

２．
１．
２ 宇宙線加速理論概観

２．
１．
２．
２ 宇宙線加速の非線形モデル

といえる
［４］．
荷電粒子は宇宙空間の乱流磁場の影響を受け複雑な軌道注入効率が大きく宇宙線陽子の運動量流速の総和（これを描く．乱流磁場中で運動する荷電粒子がエネルギーを獲は宇宙線の実効的な圧力とみなせる）が背景プラズマのガ得して宇宙線となる過程を概観する［３，４］．

ス圧に対して無視できない場合を考える．このような効果

２．
１．
２．
１ 衝撃波 Fermi 加速を考慮した理論は宇宙線加速の「非線形モデル」と呼ばれ超新星爆発で生じた超音速のプラズマ流は，周囲の星間る（図１）．宇宙線は背景プラズマに比べてはるかに大きガスに衝突して衝撃波を形成する．衝撃波近傍には種々のな平均自由行程をもつため，衝撃波面よりも上流方向にし電磁波動が存在して乱流状態になっており，宇宙線は空間

み出すことができる．すると，宇宙線核子の圧力によって的に拡散運動を行う．宇宙線は波と上流で正面衝突により背景プラズマは上流で加熱・圧縮をうけて減速され，さらエネルギーを増し，下流では追突によりエネルギーを失に衝撃波面において減速するという速度構造をもつ［３］．

う．しかし衝撃波静止系では，波の速度は上流の方が下流

このように宇宙線圧力によって変性した衝撃波構造のもとよりも速いために，上流と下流の間を一往復すると必ずエで加速された宇宙線のスペクトルは（１）式のような単純なネルギーを得る．実際には大部分の粒子は背景プラズマのベキ則には従わない．

流れにのって下流方向へ流されエネルギーを得ることはな

また加速された宇宙線陽子は，上述の反作用効果に加えいが，一部の粒子は衝撃波面を何度も横切り加速される．

て，衝撃波近傍の磁場を増幅させる可能性もある．宇宙線

このような Fermi 加速機構において最も重要な未解決問

陽子と背景プラズマの間に起こるプラズマ不安定現象を通題は粒子の注入機構である．被加速粒子は，衝撃波面を自して宇宙線陽子から磁場へエネルギーが転化されるのであ由に横切るに十分なエネルギーまで一旦加速されていなける．磁場が増幅された影響により，宇宙線の最高到達エネ

ればならない．この予備的な加速過程は，衝撃波近傍でのルギー（",).）の問題を解決できる可能性があるため，磁複雑なプラズマ過程に支配されているため，理解は困難を

場増幅過程は粒子加速の理論的研究において盛んに調べら極めている．そのため，Fermi 加速過程に注入される粒子

れてきた．つまり，衝撃波近傍で磁場が星間空間の典型値の割合（注入効率）は不確定である．以下で見るように，注!$3−10 μG ではなく数 100 μG まで増幅されていれば，入効率の大小が加速現場の様子を変える．

knee エネルギー（＝3000 TeV）に到達する．一方，増幅さ宇宙線の背景プラズマへの反作用が無視できるくらい注れた磁場の磁気圧や散逸により衝撃波の圧縮が弱くなる効

入効率が小さい場合，被加速粒子の運動をテスト粒子的に果や，散乱体である磁場の波と被加速粒子との相対速度が取り扱うことができる．定常的な衝撃波の速度場のもとで小さくなって加速効率が落ちる効果など負のフィードバッ

宇宙線のスペクトルを計算すると，

クも働くことが指摘されており（図１参照），磁場増幅過

#&&
"'
%"!$，

$#&
%"#'
"
%!"'
&

程の与える影響は複雑で明確な理論的予言を行えないのが（１）

現状である．

という冪形になる．ここで %は衝撃波の圧縮比である．比

２．
１．
２．
３ 宇宙線の電磁波放射

熱比 5/3 の理想気体の断熱衝撃波に対しては %#%で，この宇宙線は銀河磁場により進行方向を曲げられ拡散的に運!
!となる．ところが地球での宇宙線スペクトル
とき，$##

動するため，地球からみた到来方向はほぼ等方的である．

!
!
$!#%でなければならないこを説明するためには，$##

そのため，宇宙線のやってきた方向に宇宙線源があるとは
７９

Journal of Plasma and Fusion Research Vol.92, No.2 February 2016

限らない．加速源からまっすぐ飛んでくる電磁波の観測がとは，電子のシンクロトロン放射が検出されたことで立証重要となるのである［１‐３］．

された．宇宙線電子の数は核子成分に比べて１００倍程度少宇宙線電子は磁場中でシンクロトロン放射を行い，主にないにもかかわらず，質量差のために一粒子あたりの電磁

電波や X 線帯域で観測される．同時に，逆コンプトン散乱

波放射の強度が陽子よりも圧倒的に明るく，電子起源の放過程により宇宙マイクロ波背景放射や星から放たれる可射の方が先に確認されたのである．現在の課題は，宇宙線

視・赤外光などの低エネルギー光子をガンマ線に変える．

の主成分である核子起源のガンマ線放射の確たる証拠を捉

宇宙線電子のスペクトルが単純なベキ則 "!$ に従う場

えることなのである．実際に検出されたガンマ線の起源が合，観測される放射スペクトルは，シンクロトロン放射も宇宙線核子起源なのか電子起源なのかを明らかにすること

逆コンプトン放射もともにが問題解決のカギとなる．ガンマ線の放射機構が同定され$#$$$%$!$&"#

れば，（３）式または（４）式を用いて，電磁波放射源（＝加（３）速源）での宇宙線スペクトルを推定することができる．ま＊た，磁場強度やターゲット密度が既知の場合は，フラック．
となる （$は光子の振動数）
さらに密度の濃い媒質中では，まれに電子の制動放射ガスの絶対値から放射源での宇宙線の総量も推定することがンマ線が明るくなる場合もある．制動放射のスペクトルはでき，宇宙線のフィードバック効果が顕著かどうかもあわ$#$$$"!$

せて議論することができる．

（４）

２．
１．
３ 超新星残骸の観測となる．

シンクロトロン電波は地上の電波望遠鏡で，X 線は観測

宇宙線核子成分は星間ガス中の核子と衝突してパイ中間!

子を作る．そのうち中性パイ中間子 % は２個のガンマ線に衛星によって観測される．ガンマ線に関しては，0.1−100 GeV

崩壊する．ガンマ線光子のエネルギーはもとの宇宙線核子

帯域はガンマ線観測衛星により観測され，約 100 GeV 以上のエネルギーの約１０％程度である．前述と同様に宇宙線核のエネルギー帯域では地上チェレンコフ望遠鏡を用いて観!$子のスペクトルが "!

に従う場合，% 崩壊によるガンマ線

測される．
２．
１．
３．
１ 宇宙線電子によるシンクロトロン放射スペクトルは制動放射と同じ（４）式で与えられる．電子起源の制動放射と核子起源の %!崩壊ガンマ線は GeV 帯域のシンクロトロン電波は主に１GHz帯域の振動数で観測さスペクトルをみれば区別できる．%!粒子の静止系では，%!

れる．これは 1 GeV 前後の宇宙線電子の放射である．電波の崩壊により放出される２個のガンマ線はともに %!粒子

シンクロトロン放射のスペクトルから電子のスペクトル指の静止エネルギー（＝135 MeV）の半分の 67.5 MeV のエネ

数 $を（３）式を用いて求めると，若い超新星残骸はどれも!

ルギーをもち，互いに反対方向に飛行する．このため，%$##!
!となっている．若い超新星残骸のマッハ数は１００以崩壊ガンマ線のスペクトルは 0.1 GeV 以下で急激に暗くな上であり，単純には圧縮比 %はほぼ４となり，スペクトルる．電子起源のガンマ線はこのようなカットオフは自然に

指数は 2.0 となるはずである．このズレは２．
２章で述べた非!
!の場合のガンマ線スペクトルをは現れない．図２に $"#線形モデルで定性的には説明可能であるため，観測された示した．

電波シンクロトロンのスペクトル指数は超新星残骸で宇宙線核子の注入効率が高いことを反映していると考えられて宇宙線の電子成分が若い超新星残骸で加速されているこいる．
高空間分解能をもつチャンドラ X 線望遠鏡により，多くの若い超新星残骸からシンクロトロン X 線が観測され，それらは衝撃波面付近に細くフィラメント状に分布している
ことが明らかとなった［３］．フィラメントの幅は超新星残骸の半径の１％程度と薄い．この幅は加速された電子の存在範囲を示していると仮定すると，強い磁場によるシンク
ロトロン冷却が効いていることになる．その冷却時間&*+)'( は 様 々 な 方 法 で 見 積 も ら れ る の だ が，た と え ば
SN 1006 の場合，６０年程度と超新星残骸の年齢（約１０００年）にくらべてはるかに小さくなる．シンクロトロン X 線を出す電子に対する冷却時間は，!
&%（!/1 mG）−1.5 年
*
+)'
( ""
図２

宇宙線電子および核子のスペクトルが E −2.0 で与えられる
場合のガンマ線スペクトル．

（５）!年より !#0.1 mG とな程度である．したがって，&
*
+)'
( #&
り，星間磁場の典型値より１０倍以上も増幅されている可能＊ # は単位振動数あたりの電磁波フラックスである．これを振動数で積分すると全エネルギーフラックスとなる．したがって，#$$に $をかけた量をプロットすると，どの振動数帯で放射エネルギーが卓越しているのか一目でわかる．高エネルギー天体観測では#$をプロットすることが多い．
電波からガンマ線にわたる広帯域のスペクトルを考察することが多いため，$

８０Special Topic Article

2.1 Theory and Observations of Cosmic-Ray Acceleration at Supernova Remnant Shocks

R. Yamazaki

性を示す．エネルギー収支を考えると，衝撃波面を通ってすると，（７）式は適用できないために上述の結論は覆る可流入した運動エネルギーフラックスの１％程度が磁場増幅能性がある［７］．

に使われたという勘定になる．細い X 線フィラメントは若

２．
１．
３．
２ ガンマ線観測による宇宙線加速への示唆

い超新星残骸にみられる普遍的性質であり，多くの場合，

ここでは主にガンマ線スペクトルの測定結果とそこから

SN 1006 と同様に !"0.1 mG 程度と見積もられ，衝撃波に得られる示唆について現状をまとめる．詳細なガンマ線ス

おいて磁場増幅機構が普遍的に働いていると推測される．

ペクトルをもとにした議論が可能になったのは，H.E.S.S.

また，ごく小さな領域ではあるが，シンクロトロン X 線がや MAGIC 等の地上チェレンコフ望遠鏡（２００２年頃稼働開１年程度の時間スケールで変動していることも報告された始）や Fermi 衛星（２００８年打ち上げ）のデータが報告され［５］．この時間変動も同様にシンクロトロン冷却によるもるようになってからである．以下では幾つかの代表的な超のだとすると，（５）式より !"1 mG 程度まで増幅されて新星残骸について観測結果とそれをもとにした議論を紹介いることがわかる．以上の観測結果と（２）式より，超新星する．

残骸での陽子の最高エネルギーが knee エネルギーに到達（A）Cas A

することが期待されたのは，ガンマ線観測が華やかになる

まずは年齢４００年程度の超新星残骸である Cas A のガンマ線スペクトルを図３に示す［８］．0.1 GeV 以下に $!崩壊前夜のことであった．
また，衝撃波近傍で磁場が 0.1−1 mG 程度に増幅されてに特徴的なカットオフの兆候があることから陽子起源のガいるということは，以下で述べるようにガンマ線放射が陽ンマ線であることが示唆され，フラックスの絶対値から陽子起源であることを示唆する．シンクロトロン放射の強度

子宇宙線の総エネルギーは超新星爆発のエネルギーの数％

は，宇宙線電子の総量と磁場で決まる．磁場が強ければ，程度であると推定される．Cas A は全天で最も明るいシン

比較的少量の宇宙線電子でも放射強度は大きくなる．このクロトロン電波放射源の一つであり，さらに，シンクロト

とき，同じ電子起源の逆コンプトン散乱ガンマ線の強度はロン X 線の時間変動も示すことから，増幅された磁場のも

単純に電子の総量に比例するので暗くなってしまう．定量とで粒子加速が起こっており，陽子の最高到達エネルギー

的には，逆コンプトン放射の種光子が宇宙マイクロ波背景",*/も knee エネルギーに届くと期待されていた．ところ

放射の場合，ある高エネルギー電子によるシンクロトロン

が，ガンマ線スペクトルは１TeV 以上にカットオフの兆候

放射強度 $.0-と逆コンプトン散乱の放射強度 $)( の比は磁をもつため，陽子の ",*/は 10 TeV 程度であると推定され場強度だけで決まり，る．まだ年齢が若く，knee エネルギーに到達するのにはも$.0-"$)( !9×102（!/0.1 mG）2

う少し時間がかかるのかもしれない．もしくは，knee エネ（６）

ルギーまで加速された宇宙線陽子たちは衝撃波付近からすとなる．しかし，ここまで大きな比を示す超新星残骸はなでに逃げ出した後であるという可能性もある［９］．

い．したがって，強磁場と電子起源の逆コンプトン散乱ガ（B）RX J1713.7−3946

ンマ線放射は単純には両立しないのである．また，若い超

年齢１０００年程度の超新星残骸RX J1713.7-3946はX線やガ新星残骸の周囲のターゲット密度程度では電子の制動放射

ンマ線の詳細観測が進んでいる数少ない天体の一つであは一般には暗い．

る．この超新星残骸のガンマ線の起源は長らく議論の的でところで，シンクロトロン X 線フィラメントの天球面上%あったが，Fermi 衛星が 1−100 GeV 帯域で #とい####!!

での固有運動を測定することができる．数年の間隔をあけう予想外のスペクトルを報告したことでさらに混沌とするて同じ部分を観測すると，超新星残骸の膨張に伴ってフィことになった［１０］．報告されたガンマ線 ス ペ ク ト ル は

ラメントの位置も外側に移動しているのである．このこと(!#!
!をもつ電子の逆コンプトン散乱によるものに近から衝撃波速度 us を見積もることができ，強い衝撃波に対かったのである．もし本当にガンマ線が電子の逆コンプトする衝撃波接続条件#&'%+!$
"
'-).
$
"&%

（７）

を用いて衝撃波下流の温度を推定できる．ここで，&' はボルツマン定数，'-はイオンの質量である．RCW 86 という超新星残骸に対してこれを行うと &%+"42 keV となる．一方で，これとは独立に，可視光バルマー輝線のドップラー
幅から 実 際 の 衝撃 波 下 流 の 温 度 を 求 め る こ と が で き，&'%+"2 keV 程度である．論文［６］では，この差は衝撃波のエネルギーが宇宙線加速に使われて下流プラズマの温度が下がったためと解釈し，宇宙線の注入効率が極端に高いと結論付けた．しかし，この議論では，衝撃波が一様な上流
媒質中を球対称に膨張することが暗に仮定されている．実際の非一様な媒質中を伝播する衝撃波では波面はゆらぎ，
図３

ほぼすべての部分においてななめ衝撃波となることを考慮
８１

Cas A のガンマ線スペクトル［８］．

Journal of Plasma and Fusion Research Vol.92, No.2 February 2016

ン散乱起源だとすると，測定された "%&$!
"#" 比と（６）式かば，これらの超新星残骸は高密度の分子雲と衝突しておら !!10 μG 程度ということになる．一方で，この超新星残り，超新星残骸衝撃波が到達する前から星間空間に漂って骸からもシンクロトロン X 線の細いフィラメントや時間変いた宇宙線陽子が衝撃波によって掃き集められ，密度の高動が観測されており，!"0.1 mG 以上の磁場強度が示唆さい標的に衝突してガンマ線を放射したとしてもガンマ線強れる［５］．

度を説明可能なのである［１３］．

この矛盾を解決する一つの方法は非一様な媒質中を伝播

２．
１．
４ まとめと今後の課題

する衝撃波を考えることである［１１］．実際，この超新星残骸は多くの分子雲（高密度塊）に 囲 ま れ て い る．実は，「若い超新星残骸がkneeエネルギーまで核子を加速して（４）式のスペクトルは宇宙線陽子にとって衝突の標的とな

銀河宇宙線の起源になっている」というパラダイムは，最るガスが一様分布しているときにのみ正しいのである．分

近の著しい観測的進展にもかかわらず，まだ検証されてい子雲のように中心に近づくにつれて密度が増加するようなないというのが現状である．その主な理由は，衝撃波での標的の場合は事情が異なる．エネルギーの高い宇宙線陽子

宇宙線加速への注入効率が不明なこと，加速・放射現場にほど分子雲の内部まで侵入することができるため，実効的おける磁場の値が不明確であるために電子の総量が定まらにターゲット密度が大きくなり，結果として Fermi 衛星でず，電子起源のガンマ線成分の分離が不十分なことによ!

観測されたガンマ線スペクトルは陽子起源の # 崩壊ガンる．近い将来，次世代の国際地上チェレンコフ望遠鏡観測

マ線で説明可能となる．さらに非一様媒質中を伝播する衝計画 CTA や，日本の次期 X 線天文衛星 ASTRO-H といっ

撃波では Richtmyer-Meshkov 不安定により磁場も増幅さた詳細観測装置による観測的進展と理論的計算の比較にれるため（本小特集２．
２参照），シンクロトロン X 線の観測

よって宇宙線物理の未解決問題が解明されると期待され結果も同時に説明できる．

る．また，陽子起源の場合にのみガンマ線と同時に放射さしかし，ガンマ線スペクトルは Cas A と同様に 10 TeVれる高エネルギーニュートリノが検出されれば陽子加速の付近でカットオフをもつため，ガンマ線が陽子起源だとす

決定的証拠が得られるであろう．

ると，この超新星残骸にもkneeエネルギーの核子宇宙線が存在しないことになる．さらに，磁場が 0.1−1 mG と強い

参考文献

場合，シンクロトロン放射強度から宇宙線電子の総量を見［１］小山勝二，嶺重 慎（編）：ブラックホールと高エネル
ギー現象，（シリーズ現代の天文学，第８巻，日本評論
社，２
０
０
７）
，第４章．
［２］福井康雄，犬塚修一郎他（編）：星間物質と星形成（シリーズ現代の天文学，第６巻，日本評論社，２
０
０
８）
，第
５章．
［３］山崎 了，馬場 彩：日本物理学会誌 64, 196 (2009).
［４］大平 豊 他：日本物理学会誌 67, 832 (2012).
［５］Y. Uchiyama et al., Nature 449, 576 (2007).
［６］E. Helder et al., Science 325, 719 (2009).
［７］J. Shimoda et al., ApJ 803, 98 (2015).
［８］S. Kumar et al., arXiv:1508.07453 (2015).
［９］Y. Ohira et al., Astron. Astrophys. 513, A17 (2010).
［１０］A. A. Abdo et al., ApJ 734, 28 (2011).
［１１］T. Inoue et al., ApJ 744, 71 (2012).
［１２］M. Ackermann et al., Science 339, 807 (2013).
［１３］Y. Uchiyama et al., ApJ 723, L122 (2010).

積もると，宇宙線陽子の１０万分の１以下程度と非常に少なくなってしまい，地球に降り注ぐ宇宙線電子のフラックスを説明できなくなってしまう．宇宙線陽子の存在の証拠を得たとたんに宇宙線電子の存在の証拠を失ってしまうのは皮肉なものである［３］．
（C）IC 443, W44
年齢１万年程度の複数の超新星残骸のガンマ線スペクト
ルも詳細に観測されている．それらのうち，IC 443 や W44といった天体では 0.1 GeV 以下に #!崩壊特有のカットオフをもつため，ガンマ線放射は陽子起源であることが確定的である［１２］．ところが，これらの超新星残骸のガンマ線ス
ペクトルからも，陽子の最高到達エネルギーがkneeに届いているという証拠は得られていない．また，ガンマ線が陽子起源だというだけでは，これらの超新星残骸で陽子が加速されているとは言えないことに注意したい．なぜなら

８２

J. Plasma Fusion Res. Vol.92, No.2 (2016)８
３‐８６

小特集 宇宙と実験室の無衝突衝撃波−粒子加速と磁場生成・増幅−

２．無衝突衝撃波における宇宙線加速と磁場増幅の観測・理論・シミュレーション
2. Observation/Theory/Simulation of Cosmic−Ray Accelerationand Magnetic Field Amplification at Collisionless Shock２．
２ 衝撃波によって励起された Richtmyer-Meshkov 不安定による磁場増幅
2.2 Magnetic Field Amplification by the Richtmyer-Meshkov
Instability Driven by Shock Waves
佐野孝好
SANO Takayoshi
大阪大学 レーザーエネルギー学研究センター（原稿受付：２
０
１
５年１
１月１
６日）

「磁場」と「乱流混合」が様々なプラズマ現象でホットなキーワードとなっている．ここでは，衝撃波によって励起される界面不安定であるRichtmyer-Meshkov不安定と磁気乱流の関係に着目する．磁化プラズマ中で界面不安定が成長することで，磁力線が引き延され磁場が効率的に増幅される．この特徴について，主に磁気流体シ
ミュレーションを用いた解析結果を簡単に紹介する．
Keywords:
shock wave, interfacial instability, magnetic field, MHDsimulation, laser experiment２．
２．
１ はじめにも注目されている［８］．慣性核融合では，レーザーを用い

Richtmyer-Meshkov 不安定（RMI）［１，２］は，非一様な密て球殻状の多層ターゲットを爆縮させ，高温高密度状態を度分布をしている媒質中を，衝撃波が伝播する際に発生す作り出す．ターゲットの層界面を衝撃波が通過する際に，る流体力学的不安定性である．衝撃波通過後に，界面の揺もし RMI 駆動の乱流が発生してしまうと，圧縮率が下がる

らぎが増幅し，マッシュルーム型に成長する．この不安定という大問題が生じる．実際，米国国立点火施設（NIF）で成長は，接触不連続面に瞬間的に発生する渦度に起因しては，この乱流混合の制御を最重要課題とした，キャンペーいることが特徴となっている［３，４］．

ン実験が組まれている程である［９］．

様々な分野において RMI などの界面不安定性と磁場と更に，大阪大学を中心に展開している高速点火方式での相互作用が，近年急速に注目を集めている．

は，追加熱用の高速電子の発散角度を抑えることなどを目

その一つが，宇宙プラズマである．磁場は様々な天体現

的に，爆縮ターゲットに外部磁場の導入が積極的に検討さ象の進化や構造に大きな影響を与えている．星の進化の最れている［１０，
１１］．そのため，磁気流体的な乱流混合のモ

終段階で起こる超新星爆発では，星間空間に高速プラズマ

デル作りが急務となっている．

を放出し，無衝突衝撃波が生成される．この超新星残骸衝

１９６０年代の発見以降，RMI は理論的にも実験的にも研究

撃波の近傍で，局所的に非常に強い磁場が存在することされ続けている．しかしながら，磁化プラズマ中の RMI

が，X 線衛星の観測によって明らかにされた［５］．その強に関しては，まだあまり調べられていない［１２，１３］．そのた度は，平均的な星間磁場と比べて数１００倍にも及んでいる．

め，極めて基本的な系においてさえも，未着手の課題が多超新星残骸衝撃波は，高エネルギー宇宙線の加速現場で数残されている．これらの情勢を考慮し，我々は界面不安あると考えられている．したがって，強磁場領域の構造や定による「乱流混合」と「磁場」の相互作用について，理その発生機構の解明は，天体物理学的に極めて意義のある論・実験の両面から迫る研究を進めている．

問題である．その磁場増幅の原因として有力な機構一つ

２．
２．
２ RMI のメカニズムが，超新星残骸衝撃波に付随する RMI である［６，
７］．

まず，不安定性のメカニズムについて簡単に説明しておまた，RMI による乱流混合は，核融合プラズマにおいてInstitute of Laser Engineering, Osaka University, Suita, OSAKA 565-0871, Japanauthor’s e-mail: sano@ile.osaka-u.ac.jp

８３!2016 The Japan Society of Plasma
Science and Nuclear Fusion Research

Journal of Plasma and Fusion Research Vol.92, No.2 February 2016#'#!'#$'#'#$'%$&$ " "
#
#
'""'#

（１）

この成長速度は，界面付近の物理量だけで与えられており，マッハ数がおよそ２以下の弱い衝撃波の場合に非常によい近似であることが知られている．

２．
２．
３ RMI の成長と磁場増幅
RMI における磁場の効果を調べるために，二次元磁気流体シミュレーションを行った．計算領域としては，接触不連続面の近傍のみを考える．この接触不連続面が，初期に

図１ （a）RMI のシングルモード解析の初期条件．波長 %，振幅
(0 で空間的に揺らいだ接触不連続面（CD）に向かって入射衝撃波（IS）
が伝播している．ここで，'1，'2 は初期の密度，
Ui は衝撃波速度である．入射衝撃波通過前の圧力は一様 '0を仮定している．（b）
密度の低い媒質から高い媒質へと衝撃波が侵入した直後の界面近傍の様子．反射衝撃波（RS）と透過衝撃波（TS）の波面で，接線方向の速度（$v＊
v＊
1 ，$
2 ）が
発生することで，RMI の駆動源である界面を挟んだ速度シ＊アーが生成されている.ちなみに，'＊
1 と '2 は衝撃波通過後の界面の密度である．（c）
密度の飛びが逆で反射希薄波（RR）が発生する場合の様子．同じく速度シアーが発生しているが，その向きが逆になるため，不安定成長の位相が逆転することになる．

波長 %$#&"$，振幅 (!で揺らいでいるとする（図１（a）参照）．そ こ に 媒 質１の 中 を 進 行 し て い る マ ッ ハ 数$!で界面に衝突するという! $"$"#"の衝撃波が，時刻 &%状況を考える．ここで，"$は衝撃波速度，#"は媒質１の音%速である．磁場としては，衝撃波面と直交する方向に一様磁場が予め存在しているとする．
シングルモード解析の初期条件は，たった４つの無次元
パラメータで，あらゆる場合を完全に記述することができる．そのパラメータとは，密度揺らぎの波長と振幅の比(!"%，密度比 '#"'"，衝撃波のマッハ数 !，磁気圧とガス圧

く．RMI が起こるために最低限必要な要素は，「空間的なの比であるプラズマ #!
（初期磁場の強度を決めるパラメー

擾乱を持った接触不連続面」と「そこに入射する衝撃波」

タ）の４つである．我々は様々な組み合わせについてモデの二つになる．そのため，図１（a）で示すような初期条件を

ル計算を行い，RMI に伴う磁場の構造や強度の進化を詳し仮定した，シングルモード解析が通常よく用いられる．よく解析している［７，１６］．

く似た界面不安定である Rayleigh-Taylor 不安定とは異な

図２（a）は RMI の非線形段階での密度分布，及び磁力線

り，RMI には重力の効果は不要であるため，ここでも重力

!
'"$!
"，
分布である．この図に示しているのは，密度比 '#"マッハ数 ! $"!!の場合である．RMI の成長を長時間追うは無視して考える．
媒質１を伝播していた衝撃波が界面に達すると，今度はことができるように，シミュレーションでは接触不連続面

媒質２の中を透過衝撃波が伝播していく．もし媒質２の密と同じ速度で動いている系に乗って計算をしている．した度が大きい場合には，媒質１側に戻っていく反射衝撃波もがって，もし不安定成長がなければ，接触不連続面は単に同時に発生する（図１（b））．この時，元々の境界面が曲っていた場合には，透過・反射衝撃波共に波面が曲ったリップル衝撃波として伝播することになる．この点が，RMI発生の最も重要なポイントとなる．
斜め衝撃波として進行している波面に乗った系で見ると，波面の前後で流れが屈折を起こし，波面に沿った方向の速度が発生することがわかる．この波面に沿った速度の向きは，透過側と反射側で符号が異なるため，ちょうど界面を挟んで速度シアーが瞬間的に生成されたことになる．
このシアーに伴う渦度（循環）が，RMI の駆動源になる．
RMI の面白い性質として，密度の飛びが逆の場合（つまり，媒質１の密度が媒質２よりも低い場合）でも，界面擾乱は成長できる．この時，反射側には希薄波が伝播することになるが，反射衝撃波の場合と同様に，界面を挟んで速度シアーが発生することになる（図１（c））．ただし，反射
希薄波の場合は，擾乱の位相が逆転するという性質がある．
図２

また，RMI の不安定成長は指数関数的ではなく，時間に対して線形の成長を示すことも，この不安定性の特徴と言える．RMI の線形成長速度 '%$&は，界面に発生したシアー
#
#
速度 $
，$
を 用い て，以 下 の よ う な 式 で 与 え られる
'"
'#

［１４，
１５］．
８４

RMI の非線形成長段階における密度（グレーカラー）と磁力線分布（実線）．それぞれ初期擾乱が（a）
シングルモードの場合と（b）
マルチモードの場合の結果．モデルパラメー
タは，どちらも揺らぎ の 初 期 振 幅 が (0/%＝ 0.1，密 度 比'2/'1 ＝ 0.1，マッハ数 M ＝ 100，磁場強度 #0 ＝ 108 である．
どちらも規格化した時刻 kvlint ＝ 10 でのスナップショット．

Special Topic Article

2.2 Magnetic Field Amplification by the Richtmyer-Meshkov Instability Driven by Shock Waves

T. Sano&"!に止まっていることになる．衝撃波は &の負の方向に結果も示してある．初期の磁場が強くなると，磁場の増幅伝播して，密度の低い領域（&!!）に衝突し，その後，透率に上限が出てくることがわかる．これは，磁場の効果に

過衝撃波と反射希薄波となってそれぞれ逆向きに伝播す

よって RMI の成長が抑制され，磁場の増幅が止まってしまる．図２は RMI の成長時間で規格化した時刻 #%(')$""!

うことが理由である．このことから，磁場が増幅される上でのスナップショットである．

限値は衝撃波通過後の乱流の動圧とエネルギー等分配とな

この図から明らかなように，接触不連続面の初期揺らぎ

る磁場強度と予想される．実際，我々のシミュレーション

が RMI によって成長して，マッシュルーム型のスパイクが結果もまさにそのようになっている．ちなみに，図３には形成されている．衝撃波通過後の低密度領域に振幅は小さ

高解像度シミュレーション結果が点線で表されている．こいが，複数のスパイクやバブルの成長が見られる．これは，の図からは，増幅される磁場の上限値は解像度にも依存し

通過衝撃波のリップルによって生じた渦度で駆動された，ていないことがわかる．
さらに面白い結果として，図４に示した RMI 成長後の磁乱流運動の結果と考えられる．
%

初期の磁場は非常に弱いもの（#!""!）を仮定してい場の確率密度分布の特徴がある．一般的な乱流磁場の分布

るため，この場合の磁場の進化は，流体運動によって受動とは異なり，RMI によって増幅された磁場の分布はべき乗的に決まっていると考えてよい．元々一様だった磁場が則になっている．この結果は，図２で示したシングルモー

RMI の成長に伴い，複雑な磁力線構造になっている．磁力ドの場合でも，マルチモードの場合でも，ほぼ似たような線の密集している場所が磁場強度の強い場所になるが，図分布になっている．ここで注意してほしいのは，我々の計からわかるように，マッシュルームの軸の部分や低密度領算では RMI のたった一つのモードの進化の結果としても，域に筋状に強い磁場が集中している．ここでの磁場強度は

図４のような分布が得られている点である．実は，この分

初期のおよそ１００倍になっている．

布は，星間空間をより詳細に模擬した大規模数値シミュ

図２（b）は同じモデルパラメータであるが，初期擾乱とレーションの結果と，極めてよい一致をしている［６］．こしてマルチモードを考慮した場合である．ここでは波数のことは，RMI による磁場増幅が，実際に星間磁場の強度０までのモードを混在させている．透過衝撃波#""から１分布を決める素過程となっている可能性を強く示唆してい側は密度分布はほぼ一様であるが，RMI やバルク渦度にる．

よって複雑な磁場構造が形成されているのが見てとれる．

さて，初期磁場が非常に強い場合には，今度は界面不安

図３は増幅された磁場の最大値の時間発展を示してい

定性の成長を磁場が抑制することができる．実際，数値シる．まず，初期磁場が非常に弱い #!""!$の場合を見てみミュレーションでも，磁場がある程度よりも大きくなる

ると，規格化された時刻 #%(')$#"で急速に磁場が増幅さと，界面に発生した渦度が Alfvén 波によって両側に伝播しれ，#%(')$#"!辺りで磁場の増幅が飽和している．様々なパて し ま い，結 果 と し て RMI の 成 長 が 起 こ ら な く な る

ラメータで計算した結果，このような振る舞いは，衝撃波［１６，１７］．磁場の臨界強度は，RMI 成長速度 %(')と Alfvén&"，初期揺らぎの振幅 '!"のマッハ数 "，密度比 &#"
$には

""
#
!
速度 %&
との比である Alfvén マッハ数で表さ
%!&!%
"!"
$

ほとんど依存していないことが明らかになった．

れ，安定化の条件は経験的に

図３には，比較のため，初期の磁場強度を変えた場合の

図３%)"& " ('!!10%&

RMI によって増幅された最大磁場強度の時間発展．初期のま
磁場強度が弱い場合（#0 ＝ 104 )から強い場合（#0 ＝ 0.01）
でを示している.太線と細線は解像度の違いで,細線の方がグリッドサイズが半分の高解像度シミュレーションの結果である.初期磁場が弱いと（#0 ! 100）
，磁場は約１００倍まで増幅され，その値でほぼ飽和している．一方，初期磁場が強い場合は（#0 " 1），増幅される磁場に上限があり，常に同じ値で飽和している．その飽和磁場強度は，衝撃波通過
後の乱流の動圧とおよそエネルギー等分配になる値である．

図４

８５

（２）

磁場の確率密度分布．図２で示したシングルモードの場合（実線）とマルチモードの場合（破線）をそれぞれ示している．磁場がべき乗則分布をしていることが，RMI によって増幅された磁場の特徴と言える．この特徴は，星間磁場のより詳細な大規模シミュレーション結果とよい一致を示していることは興味深い．

Journal of Plasma and Fusion Research Vol.92, No.2 February 2016と書ける．ここで，!!は透磁率である．この条件は，初期は，Hall 効果などを含めた数値解析に拡張してきたいと考擾乱振幅や密度比，磁場の向きにも依存せずに普遍的に正えている．また，平板状の衝撃波の伝播だけでなく，求心しくなっており，非常にロバストな結果であると考えてい衝撃波における RMI の振る舞いも爆縮過程では重要となる．RMI 成長速度は大雑把に言って，侵入した衝撃波速度るため［２０］，幾何学的効果を組み込んだ解析も，今後取り!$の１０％程度に相当することを考慮すると［１８］，上の条組むべき面白い問題であると考えている．

"# と見做すこともできる．
件式は !$!"!!

参考文献

２．
２．
４ まとめと今後の展開［１］R.D. Richtmyer, Commun. Pure Appl. Math. 13, 297 (1960).
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(1997).
［１６］T. Sano et al., Phys. Rev. Lett. 111, 205001 (2013).
［１７］V. Wheatley et al., Phys. Fluids 21, 082102 (2009).
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［１［１９］J.G. Wouchuk, Phys. Rev. E 63, 056303 (2001).
［２０］W. Mostert et al., Phys. Fluids 27, 104102 (2015).

我々は RMI が星間磁場の増幅過程として有効であることを，二次元磁気流体シミュレーションを用いて明らかにした［７］．また，磁場によって RMI が抑制される条件も導出できた［１６］．今後は，理論面からだけでなく，RMI による磁場増幅過程を実験的に検証する試みにも挑戦していきたいと考えている．実験には例えば大阪大学レーザーエネ
ルギー学研究センターにある激光レーザーなどの大型レーザーを用いる．物質に高強度レーザーを照射することで発生する衝撃波を利用し，不均一な密度分布との相互作用による RMI の成長過程やそこでの磁場強度を計測し，磁場増幅過程を実験的にも確かめていきたい．
また，RMI は天体現象としてだけでなく，例えば慣性核融合の分野への応用も視野に入れて進めていきたい．期待される RMI の抑制という意味では，バルク渦度による効果を定量的に見直していくことも重要であろう
［１８，
１
９］．ま
た，レーザープラズマの場合には，天体プラズマのような
一流体的な扱いではなく，電子とイオンを区別した二流体的な解析が本質的になることが予想される．そこで今後

８６

J. Plasma Fusion Res. Vol.92, No.2 (2016)８
７‐９２

小特集 宇宙と実験室の無衝突衝撃波−粒子加速と磁場生成・増幅−

２．無衝突衝撃波における宇宙線加速と磁場増幅の観測・理論・シミュレーション
2. Observation/Theory/Simulation of Cosmic−Ray Accelerationand Magnetic Field Amplification at Collisionless Shock２．
３ 無衝突衝撃波とプラズマの局所相互作用：
波動，多スケール物理，粒子加速・加熱
2.3 Local Interactions between Collisionless Shock and Plasma:
Waves, Multi-Scale Physics, Particle Acceleration/Heating
松清修一
MATSUKIYO Shuichi
九州大学大学院総合理工学研究院（原稿受付：２
０
１
５年１
１月１
６日）

無衝突衝撃波では，プラズマ粒子間のクーロン衝突の平均自由行程に対して，遷移層の厚みがけた違いに小さく，衝撃波構造を維持するのにクーロン衝突が効かない．このことが，無衝突衝撃波の遷移層構造とそこで展開する物理過程を極めて複雑なものにすると同時に，研究者にとってチャレンジングな課題を多く提供してきた．本節では，いわゆる超臨界衝撃波に注目し，前半部で遷移層の多スケール構造と基本的なプラズマのダイナ
ミクスについて解説する．後半では，遷移層近傍での局所的な粒子加速過程に関して，特に近年進展の著しい電子加速についての最新の知見を交えながら概観する．
Keywords:
collisionless shock, wave-particle interaction, multi-scale physics, micro-instability, plasma heating, particle acceleration,
injection, numerical simulation

衝撃波面法線ベクトルと上流磁場ベクトル !" のなす角２．
３．
１ はじめにプラズマ中に無衝突衝撃波が存在する可能性は１９
４８年に!#$を衝撃波角と呼ぶ．観測者系では一般に，!!" "!!であ初めて指摘され［１］，その後地球バウショックの in-situ 観

る．この場合，プラズマは基本的に磁場に巻きついて（凍測によって自然界での存在が確認された［２，
３］．今から半結して）流れるので，流れのベクトル #" と磁場ベクトル

世紀以上も前のことである．その後今日まで，無衝突衝撃!" のベクトル積で定義される対流電場 "" を伴う．後述の波の研究が連綿と続いてきている理由は多数あると思う

ように，対流電場は遷移層でのエネルギー散逸や粒子加速が，あえて一言でいうと，そのエネルギー変換（散逸）機構の複雑さと，そこに含まれる普遍的物理の重要性にあるように思う．具体的には，遷移層が非平衡プラズマのさま
ざまな非線形緩和過程の宝庫であること，流体〜イオン〜
電子の各スケールにまたがって発現する多スケール物理が系を支配していること，宇宙・天体物理学の最重要課題の一つとされる宇宙線の起源に深く関わっていると考えられていること，などである．すべてのカギを握るのが，無衝突のプラズマ過程，すなわち粒子同士の衝突を介さない，
電磁場（波動）と荷電粒子の相互作用である．
図１は，無衝突衝撃波の基本的なジオメトリを表したものである．本節で対象とするいわゆる fast mode shock で

図１

無衝突衝撃波のジオメトリ．

は，磁場はプラズマとともに圧縮されて下流で強くなる．
Faculty of Engineering Sciences, Kyushu University, Kasuga, FUKUOKA 816-8580, Japanauthor’s e-mail: matsukiy@esst.kyushu-u.ac.jp

８７!2016 The Japan Society of Plasma
Science and Nuclear Fusion Research

Journal of Plasma and Fusion Research Vol.92, No.2 February 2016に重要な寄与をする．
定常磁気流体衝撃波のジャンプ条件は，上流のマッハ数とプラズマベータ値（プラズマと磁場の圧力比），衝撃波
角の３つのパラメータによって完全に決定される．しかしながらこれで決まるのは，あくまで遷移層から十分離れた上流および下流のマクロな物理量の関係である．遷移層での散逸は，マッハ数が小さい間は電気抵抗だけで十分賄われるが，マッハ数の上昇に伴って遷移層構造が急峻化すると，粘性効果による散逸が重要になる．ミクロな視点で見ると，この時遷移層では，慣性の異なる電子とイオンが磁場構造の変化に対して異なるスケールで応答するため，ポテンシャルが形成されている．ポテンシャルはマッハ数とともに上昇し，いわゆる Alfvén マッハ数がたかだか３程度を超えるだけで，これを乗り超えられずに衝撃波面で反射されるイオンが少なからず生成されるようになる．この状
態は超臨界と呼ばれ，衝撃波の散逸過程を議論する際に，
図２

反射イオンの効果を陽に考慮する必要が出てくる．地球バ
ウショックはほぼ常に超臨界だし，銀河宇宙線の最有力の加速源と考えられている超新星残骸衝撃波も当然超臨界衝

１次元ハイブリッドシミュレーションで再現された超臨界衝撃波のイオンスケール構造．（a）
磁場構造，（b）（c）
イオンの位相空間分布，（d）（e）
反射イオンの軌道．文献［４］より転載（破線矢印は筆者）．

撃波である．
本節では，複雑な超臨界衝撃波の遷移層構造とそれを支見られる．反射イオンが磁場旋回運動を行う際，上流側でえるプラズマのダイナミクス，またその原因にも結果にも法線方向の速度が反転する位置に密度と磁場強度の極大点なる局所的なプラズマと電磁場（波動）の相互作用についが現れる．上流からの入射イオンはここで強い磁場を感じて，具体的な例（主に "!" !45°の準垂直衝撃波）を挙げなて減速するのでさらに密度が上がり磁場も強くなる，といがら解説する．

うフィードバック効果が働いて，やがてこの位置（図２の破線矢印）に新たな衝撃波面が形成される．新たにできた

２．
３．
２ 超臨界衝撃波の基本構造

衝撃波面で新たにイオンが反射され，その磁場旋回運動に

２．
３．
２．
１ 反射イオンとリフォーメーション

伴って衝撃波面が再形成される，ということがほぼ周期的

反射イオンの存在は，衝撃波の遷移層構造を理解する上に起こる．この現象は衝撃波のセルフ‐リフォーメーショ

で決定的に重要になる．話を単純化するため，準垂直衝撃ンと呼ばれ，上流プラズマが完全に定常であっても衝撃波波を例に，まずはイオンスケールの遷移層構造を見てみよ

面の非定常性が自発的に発現する機構として注目されていう．反射イオンは上流磁場を感じて旋回運動しながら，対る．リフォーメーションは８０年代に粒子シミュレーション

流によって再び衝撃波に押し戻される（図２（d）（e））．旋によって発見された現象で［５］，観測的実証をめざした取回運動をしている間，イオンは上流プラズマが運ぶ対流電り組みが２０００年代に本格化してそれなりの状況証拠がそ場（#方向）によって加速され，最初に衝撃波面に到達した

ろってきている［６］．しかしながら最近の知見では，多次ときには超えられなかったポテンシャルを超えて下流に透元性を考慮すると競合する別の構造（リップル）との区別

過する．この反射イオンの挙動を反映した遷移層のプラズがつきづらいことも明らかになってきて，最終決着は持ち

マ密度分布は図２（a）のようになる（fast mode shock では

越されている．

磁場強度と密度は正相関である）．反射イオンが上流にせ

２．
３．
２．
２ 遷移層のマルチスケール構造とプラズマ加熱

り出して密度が少し高くなっている領域をフット，メイン

リフォーメーションの１周期内に起こる現象に着目しての衝撃波面をランプという．ランプで急減速されるイオン

みるとさらに面白い．フット領域は，入射イオン，電子，反のうち，入射時の法線方向の運動エネルギーがポテンシャ

射イオンからなる多流体系とみなすことができる．反射イ

ルエネルギーより小さいものが反射されるが，反射イオン

オンが作る法線方向電流を電子の減速によって打ち消すたはその法線方向速度を反転する間ランプ直後に長時間滞在

め，電子と反射イオン，電子と入射イオンの間に，それぞすることになるため，オーバーシュートが形成される．され有限の速度差が生じる．これらの速度差を源として，さらに，反射後に還流して下流に透過できた反射イオンは，

まざまなプラズマの微視的不安定性が励起される．不安定

もともとの透過イオンに比べてエネルギーが高いため，よ

性はイオンの磁場旋回運動よりも時間的・空間的に小さい

り大きな磁場旋回運動を行う．この旋回運動に対応して下スケールで起こるため，実質的にイオンは磁化していない

流で密度の周期的変動が見られ，その極大点と極小点がやとみなせる．さまざまな不安定性のチャンネルがあり，上はりオーバーシュートとアンダーシュートとして観測され流のパラメータに依存して支配的な不安定性が変わる．無る．

衝突衝撃波遷移層で起こり得る微視的不安定性について

ここで，イオンの反射率が高くなると，興味深い現象がは，８０年代までに線形解析による調査がほぼ終わっている
８８

Special Topic Article

2.3 Local Interactions between Collisionless Shock and Plasma: Waves, Multi-Scale Physics, Particle Acceleration/Heating

S. Matsukiyo［４］．しかしながら，不安定性の非線形発展が，遷移層での得するため遷移層で温度非等方となり，これによって励起エネルギー散逸や粒子加速にどのように寄与するかについされる波動は衝撃波面を波打たせるリップル構造（図３のて詳細な議論ができるようになってきたのは，高精度の粒!方向の構造）として観測される．典型的なリップルの波子シミュレーションが可能になった２０００年頃以降の話であ長はイオン慣性長の数倍程度とされているが，遷移層ではる．この時期に，それまであまり理解の進んでいなかった，

同様のスケールで背景のプラズマ密度や磁場が変化するた遷移層での電子のダイナミクスや，電子スケールを含めため，いわゆる局所近似が使えない．そのため解析が困難で，遷移層全体の多スケール物理の理解が進んだ．

リップルの成因はまだ完全に理解されていない．電子ス

一例として，太陽圏で通常観測される，Alfvén マッハ数

ケールに目を向けると，電子の温度異方性に起因する不安１０前後の衝撃波の場合について具体的に見てみよう．この定性や，ランプを流れる電流起源の不安定性などが，衝撃場合，電子サイクロトロン−ドリフト不安定性（ECDI）や

波面接線方向のミクロ構造に寄与する．そしてさらに，こ変形２流体不安定性（MTSI）がフット領域で励起される

れらと前述のフット領域の構造が複雑に結合しあう．実際ことが知られている［７］．ECDI は，電子静止系で見たとの衝撃波遷移層がいかに難解であるかが想像できよう．

きに，磁力線を横切る反射イオンビームが電子サイクロト
ロン高調波（Bernstein 波）を励起するもので，波動の伝搬

２．
３．
３ 遷移層における粒子加速と衝撃波構造

方向は磁力線垂直方向である．静電的な不安定性で，磁力

２．
３．
３．
１ 衝撃波 Fermi 加速の注入問題と粒子反射

線垂直方向の電子加熱に寄与する．MTSI は，同じく電子

前節で，反射イオンが超臨界衝撃波の構造に重要な役割

系で見た磁力線を横切るイオンビームが斜め伝搬の whis-

を果たしていることを見てきた．衝撃波で荷電粒子が反射

tler 波を励起するもので，入射イオンビームと反射イオン

されるという現象は無衝突プラズマならではであるが，実ビームの両方に起因するものがある．静電的性質と電磁的はこれが衝撃波における宇宙線加速の謎を解くカギになっ性質を併せ持つ不安定性で，主に磁力線平行方向の電子加ていると考えられている．無衝突衝撃波を介した粒子加速熱に寄与する．励起される斜め伝搬 whistler 波の周波数はモデルとして最も有名なのは，衝撃波 Fermi 加速であろ電子サイクロトロン周波数よりも低く，しばしば低域混成

う．荷電粒子が衝撃波近傍の散乱体（磁気流体波動）に周波数のオーダーになる．そのため，波動が大振幅に至る

よって散乱されつつ，衝撃波を横切って往復するたびにエとイオンの熱化にも少なからず寄与するようになる．反射ネルギーを得るというものである．荷電粒子を質点，散乱

イオンの磁場旋回運動よりも十分短い時間スケールでイオ

体を上流および下流プラズマによって運ばれる壁とみなす

ンの熱化が進むと，リフォーメーションが抑制されることと，衝撃波近傍に停滞している質点は近づきつつある壁とが数値シミュレーションで確認されている［８］．

壁の間で反射を繰り返しながら加速されることが理解でき

以上はフット領域の構造であるが，ランプ〜オーバー

よう．詳しい解析により，この機構に基づく被加速粒子のシュートを含めるとさらに多様な構造が見られる．反射イ

エネルギースペクトルが，観測で得られる宇宙線のべき型

オンは対流電場によって磁力線垂直方向のエネルギーを獲スペクトルをよく説明することが知られている［１０］．とこ
ろが，上の話はあくまで，衝撃波近傍に長時間停滞する間に，これを横切って何度も往復できるような荷電粒子の存在を仮定した場合の話であって，そのような粒子が都合よく存在している保証は実はない．衝撃波から十分離れた位
置ではプラズマは熱平衡（に近い）状態にあると考えるのが自然であるが，そのようなプラズマが基本的に上流から下流に向かって流れ去る中で，ある程度の粒子は背景プラ
ズマとは大きく異なる運動をしている必要があるのだ．そうした粒子は熱平衡分布から明らかに外れた成分であろう．この 非熱的 粒子をどのようにして作るかについて，
未だ定説はなく，衝撃波 Fermi 加速の最大のハードル，注入問題と呼ばれている．すでにおわかりのように，注入のための必須条件として，衝撃波面（あるいは下流）から，上流に向けて背景プラズマに抗して逆流する粒子が存在する
必要がある．つまり，反射粒子の存在はこの条件を満たすのである．反射粒子が存在できたとして，これが周囲の電磁場の影響で非熱的エネルギーにまで加速されるには，さらに具体的なシナリオが必要だが，少なくとも前述のように，超臨界衝撃波で常に反射イオンが存在することは確か

図３

２次元ハイブリッドシミュレーションで再現された超臨界衝撃波のイオンスケール構造．（上）y 方向に平均化した磁場構造，（下）
磁場強度の２次元空間構造．文献［９］より転載．

である．このためイオンの注入問題については，（まだ完
全には理解されていないものの）最低限の条件はクリアしているようだ．しかしながら電子については少々厄介であ
８９

Journal of Plasma and Fusion Research Vol.92, No.2 February 2016

る．衝撃波面のポテンシャルは，イオンを反射させるが，数は #%$"!となり，かなり弱い衝撃波ということになる．

電子に対しては反射を妨げる向きに作用するからである．

一般に，衝撃波における粒子加速効率はマッハ数とともに

２．
３．
３．
２ 高マッハ数衝撃波での電子反射

上昇すると考えられており，これまで低マッハ数衝撃波がまずはじめに，十分マッハ数の大きい準垂直衝撃波に対加速器として注目されることはほとんどなかった．ところ

して，電子注入過程の具体的なモデルが提示された．マッが，実はこのような低マッハ数かつ高ベータの衝撃波でハ数が１００を超える超新星残骸衝撃波のような場合には，は，古典的な機構で非常に効率よく相対論的な反射電子がフットで大振幅の Buneman 不安定性（静電的不安定性で，生成されることがわかり，最近注目を集めている．我々はこの場合，反射イオンと入射電子の間の速度差により，電これを相対論的衝撃波ドリフト加速と呼んでいる．

子静止系で高域混成波が励起される）が励起されることが荷電粒子の基本的振る舞いとして，磁気ミラー運動があ知られている．この不安定性によって作られるポテンシャ

る．磁力線沿いにらせん運動している荷電粒子が，磁場のルはかなり安 定 で，空 間 的 に は 準 平 面 的 な 構 造 を持つ

強い領域にさしかかると反射される現象だ．上流から下流（図４下）．電子の一部がこれに捕捉されるが，被捕捉電子

にかけて磁場が上昇する衝撃波は，典型的な磁気ミラーでのバウンス周期が磁場旋回周期より も 短 い の が 特徴である．しかも衝撃波の場合，反射によって粒子は加速され（図４上），そのためこれらの電子は実質的に磁場の影響をる．上流の電子は，プラズマの流れとともに磁力線に巻き受けない．背景プラズマが運ぶ対流電場（")）は平面的なついた状態で衝撃波に入射する（図１の●）．時刻 (で上流

ポテンシャル構造に沿う方向を向いているため，捕捉されにいる電子が時刻 (""(で反射されるとすると，この間電

た非磁化電子はこれによってほぼ DC 的に加速され，短時子からみて，衝撃波は磁力線沿いに &#$""(!
$'(##&だけ間のうちに局所的に非熱的電子が作られる．加速は対流電移動してきたことになる．つまり電子が感じる実効的な衝場に反平行，すなわち磁場に垂直方向である．垂直方向に

撃波速度は !$"!
$'(##&となる．この速度は ##&が９０度にエネルギーを得た電子は大きなピッチ角を持つので，衝撃近くなるほど大きくなり，反射後の電子の速度もそれに応

波磁場によって簡単にミラー反射（後述）される．このシ

じて大きくなる．実はこれは，衝撃波面そのものによる

ナリオでは，波動を介した加速と衝撃波の構造的磁場によFermi 加速にほかならない（ドリフト加速の名は，加速をるミラー反射がセットになっている［１２］．一方，マッハ数

受ける間電子が遷移層で対流電場に反平行方向にドリフトが１０程度の衝撃波では，先述の ECDI や MTSI が Buneman

することに由来している）．反射が起こるかどうかは，観不安定性に取って代わる．これらの不安定性では被捕捉電測者系での個々の電子のエネルギーとピッチ角で決まる子が磁化してしまうため，対流電場は加速に効きにくい．

が，総じてマッハ数や ##&が大きくなると反射率は低くな

このことは一見，超新星残骸の観測では非熱的電子によるる．地球バウショックでも同様の過程で電子反射が起こっ

シンクロトロン放射がしばしば見られるのに対して，地球ているが，反射電子のフラックスはエネルギーが高くなる

バウショックの in-situ 観測では顕著な電子加速がほとんどと急激に減少するため，効率的な注入源にはなっていない

見られない，という観測事実と整合しているようでもあようである．先の超新星残骸衝撃波では，マッハ数が高い

る．

ので本来反射しにくいはずであるが，Buneman 不安定性

２．
３．
３．
３ 低マッハ数衝撃波での電子反射によってあらかじめピッチ角の大きい非熱的電子を作ってところが近年，太陽圏終端衝撃波［１３］や銀河団 merger

おくことで，反射率を高めることができている．

衝撃波［１４］など，かなりマッハ数の低い衝撃波での電子加この機構を上述の銀河団merger衝撃波に適用してみる．

速の観測例が相次いで報告されている．特に後者（図５）

この系の特徴は，低マッハ数かつ高温の上流プラズマにあは，衝 撃 波 上 流 に あ た る intra-cluster medium の 温 度 がる．マッハ数が低いことで反射率を高く保つことができ，

a few〜10 keV にもおよぶ高ベータの衝撃波であると考え高温のため #!'がかなり大きくてもそれなりの量の電子をられている．このため，衝撃波のいわゆる fast mode マッハ

反射することができるのである．##&が 90°に近づいて，電子からみた実効的な衝撃波速度が光速近くになる極限的な場合（!$"!
$'(##&%!%）を考えると，反射電子のエネル

図５
図４

高マッハ数衝撃波遷移層における Buneman 不安定性に伴う電子加速．文献［１
１］
より転載．

９０

銀河団 CIZA J2242.8+5301 からの電波放射．放射源は衝撃波で加速された相対論的電子と考えられている．文献［１
４］
より転載．

Special Topic Article

2.3 Local Interactions between Collisionless Shock and Plasma: Waves, Multi-Scale Physics, Particle Acceleration/Heating

S. Matsukiyo

２．
３．
４ まとめと今後の展望

ギーは相対論的になる．このような極限的な場合に有意な

本節では，超臨界衝撃波の遷移層構造とそれに付随した量の反射電子が存在できるための条件は，詳しい解析によ
""
#

り #!%
（１）と 見 積 も ら れ る
［１５］．
!""
!'(& "
$)&"
#&
%
$"

局所的なプラズマ加熱，非熱的電子の生成過程について，!""!'(は上流磁場とオーバーシュート磁場の強度比で，典準垂直衝撃波を具体例として，最新の知見を交えつつ概観

型的に1/5〜1/6程度と見積もられる．10 keVの電子の熱速した．衝撃波遷移層で展開される物理過程はかくも多様で#$!
!
"%であるので，#$$となる．太陽風や星間空
度は $)&"

複雑である．散逸した上流の流れのエネルギーが，下流の#""なので ##"となり，適用外である．
間では $)&"

熱エネルギーだけでなく，様々な波動や非熱的粒子にも分

２．
３．
３．
４ 相対論的衝撃波ドリフト加速と電子注入配されることが無衝突衝撃波の特徴であり，すべてを包括

図６は，低マッハ数高ベータ準垂直衝撃波の１次元粒子的に捉えながら個々の過程の理解を深めていく必要がある．

シミュレーションの結果である［１５］．衝撃波面で反射された電子が，相対論的な運動量を持って上流に逆流している

後半部分で注目した電子注入過程については，いかにしのがわかる（図６上）．反射電子は上流プラズマに対してて対流電場から効率的にエネルギーを得るかがカギといえ相対論的な相対速度をもつため，波動を励起する．自己励

よう．ここでは衝撃波ドリフト加速が有力であることを見起した波動によって散乱された反射電子が再び衝撃波に向てきたが，注入効率の定量的評価は今後の課題である．地

かって戻っていく様子が，別途行われたシミュレーション

球バウショックの観測では，衝撃波ドリフト加速による高によって再現されている（図６下）．衝撃波遷移層で初期エネルギー電子の加速効率が，平面衝撃波での断熱過程を加速，反射された電子が，上流で自己励起した波動によっ仮定した理論的見積りを大きく下回ることが知られていて散乱され，再び衝撃波に戻ってくる．一連の過程は衝撃

る．不安定波動による遷移層の微細構造が，加速効率に影波における電子注入過程の初期段階を再現していると考え響している可能性がある．最近ではまた，遷移層の乱流場てよさそうだ．以上は１次元シミュレーションの結果で，の中で起こる磁気リコネクションが加速に効くという報告

反射電子を生成する部分の計算と，その後反射電子が波動もなされている［１７］．いずれのモデルも，検証はこれからを自己励起して散乱される部分の計算は，別途行われていというべき段階にあり，今後新たなモデルも含めて広い視る．別のグループによる多次元計算で，あるパラメータ域

点からの研究が継続されるべきであろう．

では上記の過程が自己無撞着に再現されている［１６］．ただ話をできるだけ単純化するため，ここでは電子および単し一般には，多次元にするとリップル構造の影響が出てく一のイオン成分から成るプラズマを念頭に議論したが，多るため，上のシナリオを修正する必要があることも指摘さイオン種の効果も興味深い．２００４年と２００７年にボイジャーれており，今後の研究の進展が待たれる．

探査機によって in-situ 観測が行われた太陽圏終端衝撃波では，ピックアップイオンと呼ばれる星間物質起源のイオン種が，衝撃波構造を含め，散逸過程を劇的に変化させていることがわかっている．ピックアップイオンは太陽風プラ
ズマに対して非熱的であるため，これを非熱的成分による衝撃波構造の変性と解することができる．同様に，流体ス
ケールで見た時の衝撃波構造は，宇宙線成分による変性を受けると考えられている．これらのことは，無衝突衝撃波の構造と高エネルギー粒子の生成が本質的に不可分の関係にあることを示唆している．無衝突衝撃波が高エネルギー
粒子の生成を前提として存在するものであるとすると，いわゆるテスト粒子的なアプローチには注意が必要である．
最後に，実験室宇宙物理による無衝突衝撃波の研究についてコメントしておこう．衝撃波の散逸機構を紐解くためには，系の大域的構造をとらえつつ，遷移層近傍のきわめて複雑な非平衡プラズマを高解像度でとらえることが重要である．例えば超新星残骸衝撃波などの遠方天体のリモー
トセンシングでは，時間分解能と空間分解能は基本的に分離しているが，実験ではわずか 101−2 ns で計測対象領域を衝撃波が通過してしまうため，計測器の時間分解能が空間分解能を決めてしまうという難しさがある．また現在，世界の大型レーザー実験で，遷移層の局所的なプラズマ諸量の計測に主として用いられているのが協同トムソン散乱計

図６測であるが，非平衡プラズマを想定した散乱理論の整備は

低マッハ数高ベータ衝撃波による電子加速の粒子シミュ
レーション．（上）電子の位相空間分布と磁場波形，（下）反
射電子による上流での波動励起と電子散乱．

十分になされていない．宇宙・天体プラズマ物理学の基盤
研究ツールとして実験室宇宙物理を発展，定着させていく
９１

Journal of Plasma and Fusion Research Vol.92, No.2 February 2016［７］S. Matsukiyo and M. Scholer, J. Geophys. Res. 111, A06104(2006).
［８］M. Scholer and S. Matsukiyo, Ann. Geophys. 22, 2345
(2004).
［９］D. Burgess, ApJ 653, 316 (2006).
［１０］A.R. Bell, MNRAS 182, 147 (1978).
［１１］M. Hoshino, Prog. Theo. Phys. Suppl. 143, 149 (2001).
［１２］T. Amano and M. Hoshino, ApJ 661, 190 (2007).
［１３］R.B. Decker et al., Nature 454, 67 (2008).
［１４］R.J. van Weeren et al., Science 330, 347 (2010).
［１５］S. Matsukiyo et al., ApJ 742, 47 (2011).
［１６］X. Guo et al., ApJ 794, 153 (2014).
［１７］Y. Matsumoto et al., Science 347, 974 (2015).

ためには，計測面での技術的，理論的な革新についても真剣に取り組む必要があろう．

参考文献［１］R. Courant and K.O. Fredrichs, Supersonic flow and shockwaves (Interscience, New York, 1948).
［２］C.P. Sonett and I. J. Abrams, J. Geophys. Res. 68, 1233
(1963).
［３］N.F. Ness et al., J. Geophys. Res. 69, 3531 (1964).
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(1987).
［６］V.V. Lobzin et al., Geophys. Res. Lett. 34, L05107 (2007).

９２

J. Plasma Fusion Res. Vol.92, No.2 (2016)９
３‐９７

小特集 宇宙と実験室の無衝突衝撃波−粒子加速と磁場生成・増幅−

３．高出力レーザーを用いた無衝突衝撃波と磁場生成・増幅実験
3. Experiments on Collisionless Shock and Magnetic Field
Generation/Amplification using High−Power Laser Systems

３．
１ レーザー生成プラズマにおける磁場生成・増幅実験
3.1 Magnetic Field Generation and Amplificationin Laser Produced Plasmas
蔵満康浩
KURAMITSU Yasuhiro
國立中央大學物理學系（原稿受付：２
０
１
５年１
２月１
５日）

宇宙空間における磁場は無衝突衝撃波の生成や高エネルギー粒子・宇宙線の加速に本質的な役割を果たしている．しかし，そもそもなぜ宇宙のいたるところに磁場が存在するのか，どのように最初の磁場が作られ，それがどのように現在観測される値にまで増幅されるかは，宇宙物理における未解決の大問題である．近年のレーザー技術の進歩により，直接観測することが難しい宇宙の現象を実験的に検証することが可能になってきている．本節では近年我々が取り組んでいるレーザーを用いた宇宙の磁場に関する実験的研究の中から，磁場の起源，
磁場が存在しない状態から有限の磁場を生成する実験，および，宇宙線の加速に必要だと考えられている磁場の増幅に関する近年の成果と今後の展開を俯瞰する．
Keywords:
magnetic field, collisionless shock, cosmic ray, instability, turbulence, laboratory astrophysics

３．
１．
１ はじめにうに我々の住む惑星が形作られたかは，天文や惑星科学で

本小特集第２章にあるように，宇宙空間は磁場とプラズも重要なテーマになっている．これらの問題に答えるため

マに満たされており，これらの相互作用が様々な現象を引には，限られた痕跡を観測的に探すか，理論モデルを数値き起こす．無衝突衝撃波とそれに伴う粒子加速もその一つ的に検証する方法がとられる．これらに加え，近年のレーであり，特に無衝突衝撃波を介した Fermi 加速，いわゆるザー技術の進歩により，直接観測できない宇宙の現象を，Diffusive shock acceleration（DSA）は宇宙線の起源の最有相似則を用いて実験室内で模擬し，実験的に検証すること

力候補と考えられている．DSA では，プラズマの粒子が磁が可能になってきている．太陽・地球近傍の宇宙空間プラ場で繰り返し散乱されることで加速されるため，磁場の存

ズマでは人工衛星を用いたその場観測により，プラズマや在が不可欠な要素となっている．我々が住む地球や，最も磁場の詳細な情報が得られるが，現象のどこを見ているの身近な恒星である太陽も星内部のダイナモによる磁場をかは，ローカルな物理量の変化から類推するしかない．

もっており，恒星の集合である銀河や，その銀河の集合で一方，直接アクセスできない天体現象からはローカルなある銀河団なども，その構成要素の運動に伴うダイナモ効

物理量は得られないが，望遠鏡などを用いた撮像によりグ果による磁場を有している．さらには天体の存在しないボ

ローバルな現象の描像を得ることができる．宇宙ではグイドと呼ばれる領域にも磁場が存在することが知られていローバルな物理量とローカルな物理量は同時に得られない

る．磁場が存在しない状態から，どのように最初の種磁場が，レーザーを用いた実験室宇宙物理ではこれらを同時にをつくり，それをどのように現在観測される値まで増幅す計測することができる．

るかは，宇宙物理における未解決の重要な問題である．

天体現象の撮像と同様に，実験室ではレーザー生成プラズ

このような「歴史的な」問題は一般に物理には現れない

マからの発光を捉えることで衝撃波の構造を受動的に撮像が，天文や地球物理ではしばしば「なぜこうなったか」とすることが可能である．さらに，外部からのプローブ（可いう歴史が大きな問題になる．宇宙の進化や地球の磁場が視光，X 線，粒子線等）を用いてプラズマの密度分布や電その良い例で，なぜ現在のような宇宙になったか，どのよ磁場の分布を能動的に捉えることも可能である．これらプ

Department of Physics, National Central University, Jung-Li 32001 Taiwan
author’s e-mail: yasu@ncu.edu.tw

９３!2016 The Japan Society of Plasma
Science and Nuclear Fusion Research

Journal of Plasma and Fusion Research Vol.92, No.2 February 2016

り，フォワード衝撃波とリバース衝撃波がそれぞれのプラ
ズマ中に励起され，これらのプラズマをコンタクト面が隔てている．Biermann 効果は，熱的なバロクリニック効果
で，温 度 の 勾 配 と 密 度 の 勾 配 が ず れ て い る 場 合 に（$!!$""# !）磁場が生成される磁気流体（MHD）的効果
で，特に衝撃波面で有効だと考えられている．
磁場が存在しない系では，膨張するプラズマと雰囲気のプラズマが対向流を形成し，Weibel 不安定性により磁場
フィラメントが励起されうる．不安定性の初期段階では，
電子スケールの細かいフィラメントが形成されるが，フィラメントの統合により徐々に大きなフィラメントが形成され，イオンを捕捉できるくらいまで成長すると，プラズマの流れが散乱され衝撃波が形成される［１］．Weibel 不安定性は，対向流系のような速度空間に異方性がある場合に有効で，運動論的な効果である．
図１

また，広く知られているように２つの流体が接してお宇宙における磁場の起源の模式図．

り，そこに速度シアーがある場合は，Kelvin-Helmholtz 不
ラズマのマクロな構造に加え，磁気プローブやトムソン散

安定性が励起される．図１中のコンタクト面においても，乱計測を用いることで，磁場やプラズマのローカルな物理

速度シアーがある場合は Kelvin-Helmholtz 不安定性が成長量も同時に得ることができる．これらは実験室宇宙物理のしうる．近年の数値計算によると，Kelvin-Helmholtz 不安

ユニークで強力な特徴であり，我々はこれまで無衝突衝撃定性に伴う電子の運動論的な効果で，磁場の無い状態から波を始め様々な問題を実験的に研究してきた（本小特集

有限の磁場を生成されることが示唆されている［２］．この

１，３，および４章）．ここでは，近年我々が特に注目して電子スケールの磁場がイオンのスケールを超えてグローバ

いる宇宙の磁場に関する実験について紹介する．

ルなスケールまで成長しうるかは，今後の研究の展開を待たねばならない．

３．
１．
２ 磁場生成実験

Kelvin-Helmholtz 不安定性により磁場が生成されれば，A．磁場生成の理論的背景

衝撃波下流域全体にわたって磁場が存在することになり，宇宙の磁場生成には幾つかのモデルがあるが，観測的にBiermann 効果や Weibel 不安定性よりもより大きなスケー

それを実証することは極めて難しい．実験室宇宙物理で

ルで磁場を生成することが可能である．さらに広い範囲には，このように直接観測的に実証できない宇宙の現象を，

磁場を生成する可能性があるのが，相対論的なバロクリ

実験室で模擬することを目的としている．図１は超新星爆

ニック効果による種磁場生成である［３］．Biermann bat-発のように，雰囲気プラズマ中でのプラズマの爆発的な膨

tery 効果は熱的なバロクリニック効果で，密度と温度勾配

張と，それに伴うであろう磁場の生成を模式的に示していにずれがある熱力学的な非平衡状態が磁場のソースになっる．膨張するプラズマと雰囲気プラズマの相互作用によているが，相対論的なバロクリニック効果では，プラズマ

図２

二つの衝撃波の下流域を分けるコンタクト面に励起される Kelvin-Helmholtz 不安定性．

９４

Special Topic Article

3.1 Magnetic Field Generation and Amplification in Laser Produced Plasmas

Y. Kuramitsuのローレンツ因子と熱力学量の勾配にずれがある場合に磁場生成され，熱力学的に準平衡な状態でも磁場を生成する
ことができる．相対論的なプラズマの広がりがあれば，どこでも磁場を生成することが可能である．
B．著者らがこれまで行ってきた実験結果
我々はこれまで衝撃波に伴うBiermann battery効果による磁場生成実験を行った［４］．磁場が存在しない状態で，固体ターゲットを高出力レーザーで照射し，爆発的に膨張するプラズマを生成する．雰囲気の媒質が存在する場合は衝撃波が生成される．計測はプローブレーザーを用いた干渉計による衝撃波のイメージング，ストリークカメラを用い衝撃波の伝搬の時間発展，磁気プローブを用いたローカルな磁場計測を行った．このような衝撃波などのプラズマのグローバルな構造と，ローカルな磁場の同時計測は，宇宙空間プラズマや天体プラズマでは不可能であり，実験室宇宙物理の大きな強みである．実験結果は磁場の無い状態でも，衝撃波があれば Biermann battery 効果により種磁場が図３生成されることを示している［４］．
Kelvin-Helmholtz 不安定性による磁場生成の一つの直接的な検証方法として，レーザーを用いた実験が行われてい電磁場の分離実験の模式図．複数のプロトンビームを用いることで電場と磁場を分離し，Kelvin-Helmholtz 不安定性にともなう磁場生成を実験的に検証する．

る．図２は，フランスの LULI で行われた実験の（a）側面からの概念図，（b）上からの概念図，（c）
プロトンビームを用いた電磁場のイメージ，（d）流体シミュレーションの結果を示している．プロトンのエネルギーは数 MeV で，実験で生成される程度のプラズマの密度では，数メートルもの
平均自由行程を持つ．プロトンのイメージの濃淡は，プロトンの軌道がプラズマの電磁場構造で曲げられたことを示してる．実験の詳細は［５］を参照してほしいが，レーザーを用いて高速の対向流を作り，その相互作用により２つの衝撃波を励起し，図１の一部を実験的に再現している．実験では１ビームのレーザーにより平行平板を照射し対向流を生成している
［図２（a），（b）］．このため，左右のプラズマ
は速度や広がりにおいて非対称であり，コンタクト面に速度シアーが存在する．このシアーが Kelvin-Helmholtz 不安定性を励起し下流域に渦を生成する．これらは輻射流体
コードと流体コードを組み合わせて数値的にも再現されている［図２（d）］．数値計算では，渦による圧力勾配と電場の準平衡状態を仮定することで，電場を見積もることがで

図４ （a）
非相対論的なレーザーによる磁場生成と（b）
相対論的なレーザーによる磁場生成の概念図．

き，下流全域にわたって乱流的な電場が励起されることが示唆されている
［図２（d）下］．プロトンのイメージに見られる横方向の擾乱は，Kelvin-Helmholtz 不安定性に起因す

マではクーロン衝突が無視できるため，プラズマ中の電磁る乱流電場によると考えられる［５］．

場がこの変換を担っている．外部磁場が存在しない場合にC．著者らがこれから行おうとする実験計画

は，静電衝撃波［６］と Weibel 不安定性を介した衝撃波が励

Weibel 不安定性を介した衝撃波生成は，世界最大のレー起されうるが，数値計算による見積によるとWeibel不安定ザーである米国国立点火施設（Natinal Ignition Facility：

性を介した衝撃波を励起するにはNIFクラスのレーザーがNIF）で検証が進められている．詳細は本小特集３．
３章にあ必要になると考えられている［１］．このため，先に述べた

るが，NIF 実験では Weibel 不安定性を介した無衝突衝撃波

Kelvin-Helmholtz 不安定性についての実験では，プロトンの生成に焦点が当てられている．宇宙磁場の起源としてのイメージを解釈するために，電場を仮定したが，Kelvin

は，磁場が励起される領域が比較的狭い衝撃波の遷移層に-Helmholtz 不安定性により磁場が生成される可能性も残さ限られるという問題が残される．

れている［２］．実験的に電磁場の分離を検証するためには，

衝撃波は超音速の上流の運動エネルギーを亜音速の下流

複数のプロトンビームを用いる必要がある．単純な静電場の熱エネルギーに変換するマクロな構造で，一般のプラズ

構造なら，静電場と直交するどの方向からプロトンを入射
９５

Journal of Plasma and Fusion Research Vol.92, No.2 February 2016

しても得られるイメージに変化はない．しかし，磁場構造

格 化 さ れ た レ ー ザ ー の 電 場 の 振 幅 程 度 に な る．

が存在する場合には，磁場に垂直に一つのビームを入射しNCU 100 TW レーザーを用いると，!""!程度になり，こた場合と，例えばそれに１８０度の方向から入射した場合で"により粒子軌道のずれは逆になる．
"
は，"
!!

の相対論的な電子の広がりに起因する磁場の生成を実験的に検証する計画である．磁場の計測には先に述べた多ビー

現在，我々は台湾の國立中央大學（NCU）で稼働中のムのプロトンを用いたイメージングを用いる．

100 TW レーザー施設を用いた電磁場の分離実験を計画しプロトンビームの生成も，基本的には短パルスと固体のている．NCU 100 TW レーザーは３本のエネルギーと波長相互作用である．我々が計測に用いるように，プロトンの異なるビームライン，ビームラインあたり２つの独立なビームの応用は広く，近年では医学的な応用をめざした研短パルス，さらに４つのターゲットチャンバーを有してお究も多くなされている．このためにはプロトンのエネル

り，複数のプロトンビームを生成することもできる［７］．

ギーをさらに上げる必要があるが，一つの足かせになって

図３は実験の概念図を示している．１本もしくは２本の非いると考えられるのが，この短パルスと固体の相互作用に

圧縮ビームで対向流プラズマを生成し，２本の短パルスでよる自己生成磁場である．プロトンのエネルギーを上げる

２方向からのプロトンを用いた電磁場のイメージングを行ために，レーザーの強度を上げると，この自己生成磁場もう．ディテクターは radiocromic film（RCF）のスタックを強力になり，プロトンを捕捉して加速を妨げると考えられ

用い，プロトンの向きとエネルギーの違いによる，軌道のる．超相対論的強度のレーザーと固体の相互作用で生成さずれの違いから電磁場の分離を行う予定である．

れる磁場を理解することは，プロトンビームの生成とそれまた，NCU 100 TW レーザーを用いることで，相対論的を用いた応用に本質的に関わっている．

な電子を生成することができる．図４は，（a）非相対論的

また，レーザーと固体との相互作用で生成される磁場な強度の（長パルス）レーザーで固体を照射した場合の磁は，レーザーを用いた磁気リコネクションの研究にしばし場の生成と，（b）相対論的な強度の（短パルス）レーザー

ば用いられる［８‐１０］．これまでは，図４（a）の非相対論的なを用いた場合の磁場の生成を模式的に示している．真空レーザーを２ビーム用いて，二つの膨張する磁場を用いてチャンバーの中で固体を長パルスで照射すると，固体と垂リコネクション実験を行ってきたが，これを相対論的な直方向に広がるアブレーションプラズマが生成される．プ

レーザーに置き換えることで，相対論的な磁気リコネク

ラズマの密度はこの広がりの方向に勾配を持つが，プラズ

シ ョ ン を 実 験 的 に 研 究 す る こ と が で き る．

マの温度は真空中の膨張なので，この方向にはほぼ等温でNCU 100 TW レーザーでは，磁場を生成するために２本の広がる．温度勾配はむしろ固体ターゲットにそって存在す

相対論ビームを用い，磁場の計測にさらに２本の相対論る．このため図４（a）に示すように，レーザーの照射面を取ビームを用いることができる．このように，NCU 100 TW

り囲むような磁場が生成される．一方短パルスで固体を照レーザーは，複数本の相対論ビームを同時に使え，他に類射する場合は，この熱的なバロクリニック効果に加えて相を見ない多彩な実験を遂行することが可能である．

対論的な効果で磁場が生成されると考えられる．レーザーの電場で強制振動される電子のローレンツ因子（!）は，規図５

側面からのレーザーとプラズマの概念図（上段），及び側面からのシャドー計測の結果（下段）．（a）
レーザーのオフセットなしの場
合，（b）
レーザーのオフセットがある場合，及び（c）
ターゲットに複数のスリットがある場合．

９６

Special Topic Article

3.1 Magnetic Field Generation and Amplification in Laser Produced Plasmas

３．
１．
３ 磁場増幅実験

Y. Kuramitsu

３．
１．
４ まとめ

磁場をどのように増幅し維持するかは，地球磁場や太陽

宇宙の磁場は，宇宙の様々な高エネルギー現象に本質的のダイナモや乱流などと関連して，実験室から宇宙論的大に関わっている．

規模構造にわたる広い分野で活発に研究が行われている．

特に本小特集で広く議論されているように，無衝突衝撃波

また，先に述べたように粒子の加速には磁場が不可欠だととそこで生成される高エネルギー粒子・宇宙線の加速メカ考えられており，さらにその効率を上げるためには，粒子

ニズムには磁場が必要不可欠な要素となっている．この宇の加速サイトで磁場が増幅されている必要があると考えら

宙磁場がそもそもどのように生成され，どのように現在観れている．ここでは，その１例として，磁場の非一様と衝測される値まで増幅されたかは未解決の問題であり，様々撃波を介した磁場増幅に関する，我々の取り組みを紹介すなモデルが考えるらているが観測的な検証は困難である．

る．

ここでは，それらの中からレーザーを用いて行われてい近年の超新星残骸の X 線計測によると，磁場が背景のレる検証実験と，今後の実験計画を紹介した．幾つかのモデベルから１００倍のオーダーで増幅されていることが示唆され

ルはすでに実験的に検証されており，また検証が進められている［１１］．本小特集２．
２章にあるように，MHD シミュレーている．これらの実験は，観測的には実証不可能な現象にションでは，密度の非一様と衝撃波により Richtmeyer-

おいて，他で得られない実際のデータと知見を提供してく

Meshkov 不安定性を介して数百倍の磁場の増幅が可能でれる．

ある［１２，
１３］．これを実験的に検証するために必要な要素

宇宙の磁場の起源を理解するために，レーザー生成プラ

は，衝撃波，外部磁場，さらに密度の非一様である．衝撃

ズマ中の磁場の生成を理解することで，さらにその磁場を波に関する実験は本章や本小特集３．
１章及び３．
３章でも紹介他の現象にも応用できる．レーザープラズマ中で磁場の生されているように，すでに様々な実験が行われている．外成をコントロールし，またその為に磁場の計測を開発・改部磁場を用いた実験も進められている［１４］．図５は，大阪良することで，今後はさらに，生成された磁場を用いた磁大学の Gekko XII レーザーを用いて行われた密度の非一様気リコネクションなどの実験を計画している．

についての要素実験の概念図と結果である［１５］．上段が側面から見たレーザーとプラズマの概念図を，下段が側面か

参考文献

らのシャドー計測の結果を示している．図５（a）では一点［１］H. Takabe et al., Plasma Phys. Control. Fusion 50, 124057(2008).
［２］E.P. Alves et al., ApJ 746, L14 (2012).
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［１２］T. Inoue et al., ApJ 695, 825 (2009).
［１３］T. Sano et al., ApJ 758, 126 (2012).
［１４］H. Yoneda et al., Phys. Rev. Lett. 109, 125004 (2012).
［１５］Y. Kuramitsu et al., Ap&SS 336, 269 (2011).

にレーザーを集光した場合を表しており，比較的等方にプラズマが広がっている．図５（b）では複数ビームをずらして照射することで，複数のプラズマを相互作用させること
でプラズマの広がりに構造をもたせてある．図５（c）ではターゲットに複数の溝を掘ってあり，ターゲットの薄いところからは比較的希薄で高速のプラズマが，ターゲットの厚い部分からは高密度で低速のプラズマが生成される．これらの相互作用からフィラメント状の密度構造が生成されていることがわかる．さらに，最近はこれらの３つの要素を統合した実験が行われており，詳細については著者によって専門誌上で報告の予定である．

９７

J. Plasma Fusion Res. Vol.92, No.2 (2016)９
８‐１０１

小特集 宇宙と実験室の無衝突衝撃波−粒子加速と磁場生成・増幅−

３．高出力レーザーを用いた無衝突衝撃波と磁場生成・増幅実験
3. Experiments on Collisionless Shock and Magnetic Field
Generation/Amplification using High−Power Laser Systems

３．
２ 静電無衝突衝撃波生成実験
3.2 Experiments on Electrostatic Collisionless Shock Generation
森 田 太 智１），坂 和 洋 一２），蔵 満 康 浩３），高 部 英 明４）
MORITA Taichi１）, SAKAWA Youichi２）, KURAMITSU Yasuhiro３）and TAKABE Hideaki４）
１）

九州大学大学院総合理工学研究院，２）大阪大学レーザーエネルギー学研究センター，３）國立中央大學物理學系，
４）

Institute of Radiation Physics, Helmholtz Zentrum Dresden Rossendorf, 01314 Dresden, Germany（原稿受付：２
０
１
５年１
１月１
６日）

出力エネルギーが数百 J ほどの高出力レーザーを固体に照射することで，およそ数百‐千 km/s にもおよぶ高速プラズマ流を生成できる．このプラズマ流同士の衝突を考えると，その相対速度が非常に大きいため互いにほぼ無衝突と考えることができる．こういった無衝突対向プラズマを用いて，宇宙で普遍的に観測されるような無衝突衝撃波を実験室に再現し，衝撃波の物理を詳細に調べる実験が行われている．ここでは磁場を介さない静電
無衝突衝撃波生成実験について，実験手法やその計測手法，これまでの実験結果，今後の展望について述べる．
Keywords:
high-power laser, electrostatic collisionless shock, optical diagnostics, proton imaging, Thomson scattering

３．
２．
１ 無衝突衝撃波実験

対速度（〜1000 km/s）から計算した対向プラズマ間の平無衝突衝撃波とは，前章までに説明があるように無衝突

均自由行程は計測した衝撃波構造に対して十分大きく，まプラズマ中に生成される衝撃波である．中性ガス中での衝たおよそ４倍ほどの衝撃波下流における密度上昇は，高撃波が粒子衝突を介して散逸を行うのに対し，無衝突衝撃

マッハ数（! !"!）の無衝突衝撃波であることを示唆して

波では粒子間の平均自由行程が衝撃波面に対して十分大きいた［２］．外部磁場のないプラズマ中での無衝突衝撃波といため，衝撃波における電場や磁場が散逸に寄与する．そしては，静電衝撃波と自己生成乱流磁場による衝撃波が考のような無衝突衝撃波には，磁場のない静電衝撃波や磁場えられるが，実験で得られた衝撃波が，磁気乱流による衝を介する磁気流体衝撃波，磁気乱流による衝撃波などが存

撃波の数値計算が示唆するイオンスケールの幅に対して非在する．このような衝撃波を実験的に研究するためには，常に狭い遷移領域を持ち，実験の分解能より狭い遷移領域（１）ほぼ無衝突な対向プラズマ流を相互作用させることで$&%程度）を持つ静電衝撃波であることを（電子の慣性長 "#衝撃波を生成し，（２）衝撃波周辺のプラズマ状態や（３）無衝示していた．この静電衝撃波のマッハ数は，プラズマの流突衝撃波に特徴的な電磁場を計測する必要がある．

体近似から得られる衝撃波解（マッハ数 ! ""!
$）やダブ

核融合研究に用いられるような数キロジュール以上の出

ル プ ラ ズ マ 装 置 を 用 い た 実 験［４，５］で得られた衝撃波

力エネルギーをもつ大型レーザーを用いることで，例えば（マッハ数 ! ""!
#）に対して非常に大きく，衝撃波面での超新星残骸で観測されるようなおよそ 1000 km/s にもなる

イオン反射など別の散逸機構が衝撃波生成のうえで重要で高速プラズマ流を生成し，そのプラズマを用いた宇宙の高あることを示している．
上で述べたように無衝突衝撃波であることを示すためにエネルギー現象を模擬できる可能性があることは以前から

は衝撃波の上流・下流でのプラズマの温度・密度上昇を実示唆されていた［１］．
そこで筆者らは大型レーザーシステムである神光 II（中

験的に求め，衝撃波条件を満たしていることを確認し，さ国・上海）および激光 XII 号（大阪大学）を用いた実験をらに衝撃波面において大きな電場が生成されていることを行い，固体ターゲットにレーザーを集光し，高速プラズマ示す必要がある．そこで本節では，実際に大型レーザー

流生成とおよそ 10−20 ns 程度のプラズマ流同士の相互作（激光 XII 号：大阪大学，Jupiter：米国ローレンスリバモ

用から衝撃波の生成に成功した［２，３］．対向プラズマの相ア国立研究所）を用いた静電衝撃波の生成からその計測手

Faculty of Engineering Sciences, Kyushu University, Kasuga, FUKUOKA 816-8580, Japancorresponding author’s e-mail: morita@aees.kyushu-u.ac.jp

９８!2016 The Japan Society of Plasma
Science and Nuclear Fusion Research

Special Topic Article

3.2 Experiments on Electrostatic Collisionless Shock Generation

T. Morita et al.

法，これまでの研究成果と，今後の展望について述べる．

３．
２．
２ 実験手法まず３．
２．
１節で述べた対向プラズマの生成について述べる．大阪大学レーザーエネルギー学研究センターの激光
XII 号レーザー（波長 351 nm，１ビームあたり出力エネル
ギー 120 J，パルス幅 0.5 ns）を３ビーム用い，図１に示す
ように直径数百 μm 内に集光照射する．レーザーを照射し

図２ （a）
レ ー ザ ー 生 成 プ ラ ズ マ の ス ト リ ー ク イ メ ー ジ．
z = 0 mm にレーザーを照射し，高速プラズマが生成される．z = 4.5 mm の位置にあるもう一枚の薄膜からはプラズ
マからの X 線や高速プラズマの衝突によって，プラズマが左側に噴き出す．（b）
t = 30 ns 後のシャドーグラフの結果．
中心付近に衝撃波が存在し，２つの急峻な密度変化がある
ことを示している．Reprinted with permission from［６］.
Copyright 2013, AIP Publishing LLC.

た薄膜表面はレーザー電場により電離し，高速プラズマ流として主に表面から垂直方向に噴き出す．もう一方の薄膜
表面は，レーザーによって生成されたプラズマからの輻射によってプラズマ化するため，互いに対向するプラズマ流がおよそ 4.5 mm の空間に生成される．この対向プラズマ流の様子は文献［３］等に示されているが，レーザーを照射してから 10 ns 後には互いに相互作用し始め，１５−20 ns

生成プラズマからの X 線や高速プラズマ流によって，やは後には急峻な密度上昇を伴う衝撃波構造が捉えられている．

りプラズマ化し，左に伝搬している．+#15 ns 以降，２つの次に計測手法であるが，この高速対向プラズマは，図１

急峻な輝度変化が観測され，それらが互いに近づく方向にに示すように，ストリークカメラを用いたプラズマの自発伝搬している様子がわかる．また，+#30 ns 後の様子をと

光計測（Streaked Optical Pyrometry: SOP），衝撃波によるら え た シ ャ ド ー グ ラ フ 像 が 図２（b）で あ る．中 央 付 近

密度変化を可視化するためのシャドーグラフ計測（SG），（-#2−2.5 mm）に２つの急峻な構造が生成されているのおよびプラズマの温度，速度，電離度を求めるためのレーがわかる．これらが図２（a）でも輝度変化として観測されザートムソン散乱計測（LTS）等を同時に行い，プラズマた衝撃波であると考えられる．また，図２（b）には，トムソの伝搬から対向プラズマの相互作用，衝撃波の生成，およン散乱計測に用いたプローブレーザーの照射位置と，解析

び衝撃波の性質を調べた．

に用いた空間位置（P1，P2）を図示している．

また３．
２．
３．
２節で述べるが，ローレンスリバモア国立研

対向プラズマが無衝突であるためには，形成される衝撃究所の Jupiter Laser Facility（JLF）では，プラズマ流を生波構造に対して平均自由行程が十分大きい必要がある．対成するための長パルスレーザー（パルス幅1.5 ns）の他に短向プラズマの相対速度は，レーザー照射からの時間 +，２

パルスレーザー（パルス幅 0.7 ps）があり，この短パルス

枚の薄膜間の距離 !を用いて，,#!!
+となり，イオンの平レーザーを薄膜に照射することで得られる（Target Nor-

均自由行程 $''は，mal Sheath Acceleration: TNSA 加速）高エネルギー陽子

# # %
) ,!
%#
$''##
**#%&%+,"&%! *ビームを用いた電場のイメージング計測を行った．ここで（１）はプラズマ伝搬方向に対して垂直方向から陽子ビームを照と な る．こ こ で #は 平 均 イ オ ン 価 数，

射し，電場によって曲げられた結果として得られる陽子

,#!
##&#&
%#
+
,"#+
,%
%
&はクーロン対数，$& はデバ
%
!$
&)-

ビームの空間分布から，衝撃波における電場強度を見積も!"イ長で，)-#%
!
)'""
!
)(&
"
#，)'，)( はそれぞれ#)'!

るものである．

左右のプラズマに含まれるイオンの質量で，ここでは)'#)( #)'である．衝撃波が生成されている+#20−30 ns

３．
２．
３ 実験結果では，$''#100 μm 程度であり，シャードーグラフ計測の計

３．
２．
３．
１ 衝撃波周辺のプラズマ計測

測限界程度である．静電衝撃波の場合，衝撃波の遷移領域
は電子慣性長程度（〜数 μm）であり，生成されている衝撃

図２（a）は SOP によるレーザー生成プラズマの時間発展を示したものである．-#0 mm，4.5 mm には薄膜があり，波は無衝突衝撃波であると考えられる．

-#0 mm の位置に激光 XII 号レーザーを集光し高速プラズ

こういった光学計測は衝撃波のイメージング，電子密マが生成されている．また，-#4.5 mm の薄膜も，レーザー度，伝搬速度等を知るには優れているが，局所的なプラズ
マ計測には向かない．そこで，プラズマの温度，速度，密度の局所情報を得るため，LTS 法を用い，協同トムソン散
乱のイオン項を計測した［６］．計測配置は図１で示したとおりである．図３（a），３（b）はそれぞれ図２（b）に示した
点 P1 および P2 におけるトムソン散乱光のスペクトルである．協同トムソン散乱光のイオン項では，図に示すような
２つのピークを持ち，この波長差 $$%に対応する周波数 &図１

がイオン音波の周波数に対応し，

激光 XII号を用いた実験におけるターゲット薄膜，照射レー
ザー，および LTS 計測用プローブレーザーの配置図［（a）側面図，（b）
上面図］
．

#")"$
"*
&$(
# #
)
$&&
"
%
"(
! *
９９

（２）

Journal of Plasma and Fusion Research Vol.92, No.2 February 2016

された電磁場を計測する手法をプロトンバックライト法と呼ぶ．
本実験はローレンスリバモア国立研究所の Jupiter レー
ザーを用い，プラズマ生成のためにエネルギー 282 J，パル
ス幅 5 ns の長パルスレーザーを用い，波長 1057 nm，エネ
ルギー 160 J，パルス幅 0.7 ps の短パルスレーザーを金の薄膜 に 照 射 す る こ と で 計 測 用 陽 子 ビ ー ム を 生 成 し た．
図４（a）−４（d）は陽子のエネルギーが 4.7 MeV，7.0 MeV，
8.8 MeV，10.4 MeV の場合の陽子ビームによるイメージである．２枚の薄膜は左右から保持しており，左側の薄膜にレーザーを照射してプラズマを生成した．４枚のイメージ
を見ると，縦方向に急峻な構造（Caustic）が生成されているのがわかる．衝撃波周辺の電場によって陽子が曲げられ
図３

図２（b）
に示した点 P（a）
および P（b）
における協同トムソ
12
ン散乱光のイオン項スペクトル．空間分解能は，分光器から見て 50−60 μm，奥行き方向に 300 μm 程度である．Reprinted with permission from［６］. Copyright 2013, AIP
Publishing LLC.

た結果，この部分に多くの陽子が集まっていることになを満たす．ここで，"#，"$はそれぞれ電子温度，イオン温狭くなり，RCF 上のどの場所に Caustic 構造ができるのか度である．つまりこのスペクトル広がりから音速 %
!
(
%#'

も変わる．

る．図４（e）−４（h）は，それぞれの陽子エネルギーの場合に計測された Caustic 構造の +軸に沿ったラインプロット
である．高エネルギーの陽子ほど曲げられにくいため幅はが，また，入射レーザー波長からのずれ"&からプラズマ流

図５（a）と５（b）は そ れ ぞ れ Caustic が 生 成 さ れ る 場

速度を，散乱強度から電子密度を求めることができる．こ所とその半値全幅を陽子エネルギーの関数として示のスペクトルのフィッティングから得られた電子温度，イオしたものである．１次元的なフラットトップ電場が生成

ン温度，ドリフト速度は，２点 P1 および P2 においてそれぞれされていると仮定した場合，電場による陽子の屈折角は
&
&
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，
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# '$$&!%(# '$$&
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"#$24 eV，"$$20 eV，)& $89 km/s，および "#$100 eV，"$$71 eV，)& $18 km/s となった．つまり，場所 P1 ではド&#%のように示される［７］．こ こ で (!
$，$は 電*&!!$リフト速度が速く温度が低いため超音速流となり，P2 では
逆に速度が遅く温度が高く亜音速流となっている．つまり
P1，P2 はそれぞれ衝撃波の上流，下流に対応することがわ
かる．
３．
２．
３．
２ 電場計測無衝突衝撃波の場合，衝撃波周辺には比較的大きな電磁場が形成されるはずである．ここでは，静電無衝突衝撃波の電場計測について述べる．高強度レーザーを薄膜に照射すると，生成される高速電子によって，薄膜表面に存在す

図５

る水分子などに含まれる陽子が電場によって加速される（Target Normal Sheath Acceleration: TNSA 加速）．この陽子ビームをプラズマに照射することで，プラズマ中に励起

図４

CausticがRCF上に生成される（a）
場所と（b）
その半値全幅．
フラットトップな１次元的電場が生成されたと過程し，電場の幅 $，ポテンシャル e%を変化させたときの理論式によるフィッティング結果を示す．

TNSA 加 速 生 成 陽 子 ビ ー ム に よ る イ メ ー ジ ン グ 結 果．（a）−（d）
は そ れ ぞ れ 陽 子 の エ ネ ル ギ ー 4.7 MeV，7.0 MeV，8.8 MeV，
10.4 MeV に対応する．（e）（− h）
はそれぞれの x = 15 mm でのラインプロットで，高エネルギーになるほど形成する幅が狭い様子を示している．

１００

Special Topic Article

3.2 Experiments on Electrostatic Collisionless Shock Generation

謝場 構 造 の 幅，#は 電 場 構 造 の 曲 率 半 径，" は 陽 子

T. Morita et al.

辞

エ ネ ル ギ ー，%#は ポ テ ン シ ャ ル エ ネ ル ギ ー，そ し て
%
"
#
#
!
!&
&'
!
%'
$!
$""&
"
#&
&
&
'
"!'で あ る．こ れ に よ り!% $補助金基盤研究（B）（２１３４０１７２，２４３４０１４１），特別研究員奨Caustic の幅はエネルギーの関数として示すことができ，励費（１１J０６９８７）およびレーザーエネルギー学研究セン

それによってフィッティングした結果が，図５に示されてター共同利用・共同研究からの助成のもとで行われた．まいる［８］．この解析結果から，得られた陽子ビームのイメー

た，これらの成果は日本，米国，英国，フランス，台湾，中ジを最も説明できる電場構造 は "$1.7 μm，%#$0.4 keV

国との国際共同研究によって得られたものである．大型という結果を得た．1.7 μm という幅はほぼ電子の慣性長程

レーザー運転に関しては，大阪大学レーザーエネルギー学度（$2 μm）であり，生成された衝撃波は静電無衝突衝撃研究センターの激光 XII 号レーザー，およびローレンスリ

波である可能性が高い．

バモア国立研究所の Jupiter レーザー施設の多くの技術者，

本節で紹介した研究の一部は日本学術振興会科学研究費

研究者に感謝致します．九州大学の富田健太郎氏，大阪大３．
２．
４ まとめと今後の展望

学の佐野孝好氏，国立天文台の加藤恒彦氏，米国ローレン

以上述べたように，光学計測（シャドーグラフ，自発光ス リ バ モ ア 国 立 研 究 所 の H.-S. Park 氏，B. Remington

計測，LTS 計測）や電場計測（プロトンバックライト）を氏，N.L. Kugland氏，台湾国立中央大学の森高外征雄氏，英用いることで，無衝突対向プラズマ中に生成された構造が国Oxford大学のG. Gergori氏，英国York大学のN. Woosley

無衝突衝撃波であり，その周辺には大きな電場構造がある

氏，上海交通大学の Z. Zhang 氏，中国科学院の Y. Li 氏，フことが示された．

ラ ン ス LULI の M. Koenig 氏，フ ラ ン ス パ リ 天 文 台 の本節で述べた無衝突衝撃波は静電的衝撃波であるが，一C. Michaut 氏，に感謝します．またそれ以上に多くの学生

般的に宇宙で観測される無衝突衝撃波は磁場を介した衝撃の助けにより，大型レーザー実験を行うことができまし波であると考えられる．また高エネルギー宇宙線の起源とた．感謝いたします．

考えられている超新星残骸における無衝突衝撃波は，高速膨張するイジェクタと背景プラズマの二流体相互作用の結

参考文献

果励起されるWeibel不安定が原因だとする考えもある．こ［１］H. Takabe et al., Plasma Phys. Control. Fusion 50, 124057(2008).
［２］T. Morita et al., Phys. Plasmas 12, 122702 (2010).
［３］Y. Kuramitsu et al., Phys. Rev. Lett. 108, 195004 (2012).
［４］R. J. Taylor, Rev. Sci. Instrum. 43, 1675 (1972).
［５］H. Ikezi et al., Phys. Fluids 16, 2167 (1973).
［６］T. Morita et al., Phys. Plasmas 20, 092115 (2013).
［７］N.L. Kugland et al., Rev. Sci. Instrum. 83, 101301 (2012).
［８］T. Morita et al., "Proton imaging of an electrostatic fieldstructure formed in laser produced counter streaminplasmas", J. Phys. Conf. Ser., accepted (2015).
［９］D. Haberberger et al., Nature Phys. 8, 95-99 (2011).

の場合，Weibel 不安定による自己生成磁場が成長し，衝撃波を形成する．次章で述べるように，この衝撃波生成過程の実験的な検証が現在進行中である．
また，本節で述べた静電衝撃波は衝撃波面に非常に大きな電場をもつため，この衝撃波でイオンを静電的に加速する試みもある．例えば HaberbergerらはH2 ガス中に高強度レーザーを入射することで衝撃波を生成し，エネルギー
20 MeV，１％程度のエネルギー広がりをもつ，単色に近い
陽子ビームの生成に成功し，さらに粒子シミュレーション
では 200 MeV までの加速が可能であることも予想されている［９］．静電無衝突衝撃波に関する研究は，宇宙や実験室
プラズマの基礎研究だけでなく，今後はその工学・医療応用まで広がる可能性をもっている．

１０１

J. Plasma Fusion Res. Vol.92, No.2 (2016)１
０２‐１０６

小特集 宇宙と実験室の無衝突衝撃波−粒子加速と磁場生成・増幅−

３．高出力レーザーを用いた無衝突衝撃波と磁場生成・増幅実験
3. Experiments on Collisionless Shock and Magnetic Field
Generation/Amplification using High−Power Laser Systems

３．
３ Weibel 不安定性による磁場生成と無衝突衝撃波生成実験
3.3 Laboratory Experiments on Magnetic Field
and Collisionless Shock Generation via Weibel Instability
坂和洋一
SAKAWA Youichi
大阪大学レーザーエネルギー学研究センター（原稿受付：２
０
１
５年１
１月１
６日）

大型レーザー（米国 Omega，Omega EP，NIF）を平行平板型（double-plane）ターゲットに照射することに
よって超音速の対向プラズマ流を生成し，Weibel 不安定性を励起して，その自発磁場による無衝突衝撃波生成を目的として実験を行っている．本節では，Weibel 不安定性の物理機構，粒子シミュレーション結果，Omega とOmega EP レーザー実験の結果，進行中の NIF レーザー実験の速報を示し，最後に考察と今後の展望をまとめる．
Keywords:
plasma astrophysics experiment, large-scale lasers,collisionless shock, Weibel instability,
collective Thomson scattering, proton backlight, Biermann battery effect３．
３．
１ はじめに

無衝突衝撃波が生成される可能性を示唆している．

観測される宇宙線のエネルギースペクトルは 1015.5 eV

加藤と高部の示した外部磁場のない無衝突衝撃波生成の付近で折れ曲がっており（本小特集１章図１参照），これ

シミュレーション結果［５］からスケーリング則を求め実験

以下のエネルギーをもつ宇宙線は天の川銀河内で生成され室プラズマに適用した結果，これまで我々が実験を行ってたもの（銀河宇宙線）と考えられている［１］．銀河宇宙線の来た数 10 kJ のレーザーでは出力が不足しており，無衝突生成機構として有力視されているのが若い超新星残骸におWeibel 衝撃波を生成するには，世界最大のレーザーであける衝撃波 Fermi 加速と呼ばれている機構であり，現在粒る，米 国 国 立 点 火 施 設（Natinal Ignition Facility：NIF）

子加速の標準理論となっている［２］．この衝撃波は，イオンレーザー（1.8 MJ/192 beam，米国 LLNL 研究所）が必要で‐イオンクーロン衝突の平均自由行程が衝撃波の遷移幅よあることがわかった［６，７］．我々はこれまでに，日本［８］，りも遥かに長い，無衝突プラズマ中での衝撃波，無衝突衝

中国［９］，ヨーロッパの高出力レーザーを用いて外部磁場撃波である．

なしで対向プラズマ流の相互作用による無衝突衝撃波生成

宇宙物理では，１９９９年に Medvedev& Loeb がガンマ線実験を世界に先駆けて行ってきた．これらのレーザーで生バーストにおける相対論的衝撃波において，Weibel 不安定

成された衝撃波は電磁的Weibel衝撃波ではなく，無衝突静性によって強磁場が生成されることを示し［３］，その後多電衝撃波である．この静電衝撃波は前章（３．
２節）で紹介さく の 相 対 論 的 粒 子（PIC）シミュレーションが 行 われた
［４］
．

れている．

２００８年に加藤と高部は２次元（2D）PICシミュレーションを

我々は２０１０年に初めて行われたNIFレーザーを用いた実用いて，超新星爆発によって発生する 1,000−10,000 km/s

験 公 募（NIF facility time proposal 2010）に"Collisionlessの非相対論的高速プラズマにおいても二流体系で Weibel

Shock Generation Mediated by Weibel Instability in Counter

不安定性を励起し，発生した強い自己生成乱流磁場によっ- Streaming Ablation Plasmas by NIF"の提案を行い，採択て粒子軌道が曲げられ，実効的なエネルギーの散逸がおきされ，２０１４年に実験が開始された．

て無衝突Weibel衝撃波が形成されることを示した［５］．こNIF 実験に先立ち，Omega と Omega EP レーザー（米国の結果は，若い超新星残骸等，高速の非相対論的プラズマ

ロチェスター大学）を用いた無衝突Weibel衝撃波生成の予流が生成される条件下では，たとえ外部磁場がなくても，

備 実 験（提 案 者

H.-S. Park，LLNL）の 提 案 が 採 択 さInstitute of Laser Engineering, Osaka University, Suita, OSAKA 565-0871, Japanauthor’s e-mail: sakawa-y@ile.osaka-u.ac.jp

１０２!2016 The Japan Society of Plasma
Science and Nuclear Fusion Research

Special Topic Article

3.3 Laboratory Experiments on Magnetic Field and Collisionless Shock Generation via Weibel Instability

Y. Sakawa

まで衝撃波遷移領域を経て上昇している．このように，

れ，２０１０年秋から実験が開始された．
本節では，Weibel 不安定性の物理機構，2D-PIC シミュ

Weibel 不安定の線形成長，非線形構造形 成，飽 和 を 経レーション結果，世界の大型レーザー（Omega，Omegaて，磁場のエネルギー密度とイオン流体の運動エネルギー

EP，NIF）を用いて高速対向プラズマ流の相互作用により#は約密度の比，すなわち磁化パラメータ $$!#!
#!$%%%'%

Weibel 不安定性によって生成される乱流磁場中の無衝突１％にまで達している．
"$0.45，0.5，0.1）とイオン／電子質量
プラズマ流速（'!

Weibel 衝撃波生成実験について述べる．

$$$20，50，100）に対する Weibel 衝撃波のスケー
比（$%!

３．
３．
２ Weibel 不安定性の物理機構

リング則を求めた結果，衝撃波遷移幅はこれらパラメータ

図１に磁気不安定性である Weibel 不安定性の物理機構%&%，%&%はイオンプラズマ周波に依存せずイオン慣性長（"!

を示す．(軸方向の対向流プラズマを考える．)方向に変化数）の約１００倍となった［５］．実験室プラズマにこの結果をする磁場擾乱 !があると，"(方向への電子流は !###!

適 用 し た 結 果，CH プ ラ ズ マ で 約 1000 km/s の 流 速，の力で，（１）の面に集まり，反対に（２）の面では電子が発1020 cm−3 の電子密度が実現できれば，数 ns 程度で無衝突散する．その結果生じる電流擾乱 "は，!を強める方向に衝撃波が形成されることが示唆された［６，７］．

流れる．"(方向へのイオン流によっても !を強める方向に "が生じる．対向流の場合，!(方向の流れも同じように

３．
３．
４ 実験

!を強める方向に "が生じる．このような磁場擾乱を増幅

３．
３．
４．
１ Omega および Omega EP レーザーを用いた実験

させる不安定性を Weibel 不安定性と称する［３］．イオンが我々の提案した NIF レーザーを用いた無衝突 Weibel 衝

寄与する衝撃波生成では，イオンは質量比だけ電子より運撃波の実験が採択されて以来，日本，米国，EU の総勢３０名

動エネルギーが大きいためイオンの Weibel 不安定成長率を超える研究者がこの研究に興味をもち，国際共同研究

が衝撃波生成時間を決める．

ネ ッ ト ワ ー ク ACSEL collaboration（Astrophysical Collisionless Shock Experiments with Lasers）を結成し，国際協

３．
３．
３ 無衝突Weibel衝撃波PICシミュレーション

力のもとで実験を行った．

加藤と高部の行った無衝突 Weibel 衝撃波の２D-PIC シ
ミュレーション結果を図２に示す［５］．図２（a）にイオン数%$!）の時間発展を示す．時間は電子プラズマ周波密度（%%!
数（%&$）で，長さは電子 skin depth（"$$"!
%&$）で規格化されている．左側から流入した高速プラズマ流が右の壁で反射して二流体領域が広がっていく．図２（b）‐２（e）に，衝撃波が十分に形成された時刻（%&$&$#"!!）における，イオン数密度の 2D（(-)
）分布，)方向に平均したイオン数密度，速度，電場・磁場エネルギー密度の (方向分布をそれ
ぞ れ 示 す．図２（b）の 左 か ら 右 に Weibel 不 安 定 が 成 長
し，密度のみならず（ここでは示していないが）電流，磁場のフィラメントサイズが右に行くに従って大きくなる．
この乱流的磁気島のサイズがイオン流のラーモア半径程度になるとイオンは右に進めず，衝撃波が形成され，強い衝撃波極限である密度上昇が３倍（2D の場合．3D では４倍）

図２

図１

Weibel 不安定性の物理機構［３］．

１０３2D-PIC シミュレーションの結果（v/c ＝ 0.45，mi/me ＝２０）．
（a）y 方向に平均したイオン数密度（ni/ne０）の時間発展，衝撃波が形成された時刻（%pet ＝２１００）における（b）
イオン数
密度の２次元（x-y）分布，y 方向に平均した（c）
イオン数密
度，（d）
速度，（e）
電場（点線）と磁場（実線）エネルギー密度の x 方向分布［５］．

Journal of Plasma and Fusion Research Vol.92, No.2 February 2016

実験方法：Omega レーザー（351 nm，500 J/beam，1 ns

ンを発生させ，２枚の検出器を用いて同時計測した．

のフラットトップパルス）を8 mm間隔のCH製平行平板型

実験結果：図３に協同トムソン散乱計測の結果を示す．メ

double-plane（DP）ターゲットの内側に照射して（各ター

インレーザー照射後，single-plane（SP）ターゲットでは，ゲットに〜8 kJ，強度〜2×1015 W/cm2）対向プラズマを生"""5 × 1018 cm−3 ，#!"1000 km / s ， !"〜 200 eV ，成した．同様に Omega EP レーザー（351 nm，3 ns のフ!#〜100 eV が得られた［１０］．それに対し DP ターゲットで

ラ ッ ト ト ッ プ パ ル ス，各 タ ー ゲ ッ ト に 2.2 kJ，強 度

は，#! はほぼ変化せず，""は対向流のため２倍となり，衝〜3×1015 W/cm2）を用いた実験も行った．計測は，協同ト

撃波は生成されていない．一方，電子とイオンは急激な加ムソン散乱計測と，プロトンバックライト計測を行った．

１３］．衝突の効果を熱（!"!!#!1 keV）が観測された［１０，

協 同 ト ム ソ ン 散 乱 計 測 で は，Omega の１ビ ー ム

入れた１D‐および 2D-PIC シミュレーションの結果，DP（527 nm，40 J，1 ns）をプローブ光として２つのターゲッ

ターゲットを用いた対向プラズマ流生成時の加熱機構としトの中間位置に照射し，ターゲット垂直方向に波数ベクトて，電子加熱は対向するイオン流との衝突による加熱，イルをもつ電子プラズマ波（電子項）とイオン音波（イオンオン加熱は，静電イオン二流体不安定性による無衝突加熱項）からの散乱光をストリークカメラによって同時計測しによってまずプラズマ流に垂直方向のイオン加熱

た［１０］．電子項からは電子密度（""）と電子温度（!"），イ（!#" !!"）が起こり，その後イオンーイオン衝突によってオン項からはプラズマ流速（#!）とイオン温度（!#）を導出

１３，１４］．これらの!#!!!!#" となる，と結論づけられた［１０，することができる．

結果は，プラズマ流内の電子とイオンの衝突は無視できな

プロトンバックライト計測では，数 MeV から数 10 MeV

いが，対向するプラズマ流間のイオン‐イオン衝突の影響のプロトンをプラズマに入射し，電場と磁場で偏向したプ

はプラズマ流が高速であるために無視できることを示唆しロトンのイメージを観測し，得られたプロトン密度の濃淡ている．

から電場や磁場を導出する．今回は，（a）短パル スレー

Omega EP を用いた実験では，短パルス法によるプロト

ザー生成プロトン（短パルス法）［１１］と，（b）D-3He 核融合

ンバックライト計測により，初期の混沌とした磁場構造

生成プロトン（核融合法）［１２］の，異なる方法で生成された（図４（a））か ら，プ ラ ズ マ 流 に 垂 直 方 向 へ の 構 造 形 成

プロトンを用いた．（a）短パルス法では，Omega EP レー（図４（b））が 観 測 さ れ た［１１］．こ れ は，
（１）式 に 示 す182Biermann battery 効果

ザー（1053 nm，250 J，10 ps，強度〜2×10 W/cm ）を金の平板ターゲットに照射することによってプロトンを生成
し，5−15 MeV のプロトンのイメージを検出した．
（b）核融合法では，D と3He を充填した SiO２球に Omega レーザー
（351 nm，〜9 kJ，1 ns）を 照 射 す る こ と に よ っ て，
14.7 MeV の D-3He と 3 MeV の D-D 核融合生成単色プロト

図４

図３

協同トムソン散乱計測から得られた double-plane
（■）
と
，（b）
single-plane（●）
ターゲットの（a）
プラズマ流速（vd）
電子密度（ne），（c）
電子温度（Te），（d）
イオン温度（Ti）の時
間発展［１
０，
１
３，
１
４］
．（c）
と（d）
に示された実線は衝突効果を入れた 2D-PIC シミュレーションの結果を示す．

Omega EP を用いた実験における，メインレーザー照射後（a）
3.7 ns，（b）
5.2 ns における 8.8 MeV プロトンを用いた
プロトンバックライトイメージ．（c）
Biermann battery 磁場（B #）の移流による磁場構造の生成を示す概略図［１１］．

図５ （a）
4.2 ns における D-3He 核融合生成 14.7 MeV プロトン
バックライト計測結果と（b）
3D-PIC シミュレーション結果．（c）
実験とシミュレーションから得られたフィラメン
ト間隔の時間依存性［１
２，
１
３］
．

１０４

Special Topic Article

3.3 Laboratory Experiments on Magnetic Field and Collisionless Shock Generation via Weibel Instability

%
!
"
" $
#%"! %"%"#!
% %"%"%
#
$%
#
$%
%
%

Y. Sakawa３．
３．
５ 考察および今後の展望（１）

本節で示した Weibel 不安定性によって生成される無衝によってターゲット近傍（図４（c）‐I）で生成されたトロイ突衝撃波を，宇宙における非相対論的な無衝突衝撃波であ，両ター
ダル磁場（!"）が電子に凍り付いて移流し（II）

る超新星残骸衝撃波と比べてみる．外部磁場の値として宇ゲットの中央で対向電子流が衝突することによって生成さ００６（プ宙背景磁場 !$3 μG を用いると，超新星残骸 SNR１

れた（III）と結論づけられた［１１］．

ロトン密度 $&$0.05 cm−3，衝撃波速度 &'$4900 km/s）と，

図５（a）に図の上下に配置された CH 製 DP ターゲットに

最 も 若 い 超 新 星 残 骸 で あ る G1.9+0.3（$&$0.1 cm−3，

Omega レーザーを照射することによって生成された対向&'$14000 km/s）の場合，それぞれ #$4×10−5 と 2×10−6

プ ラ ズ マ 流 の，メ イ ン レ ー ザ ー 照 射 後 4.2 ns に お け るとなる［１６］．加藤と高部はプラズマ流に垂直な外部磁場中14.7 MeV プロトンバックライト計測結果を示す［１２］．図!"（##１０−4）での 2D-PIC シミュレーションを行い，%!$$&

より，プラズマ流に垂直な方向（横方向）に Biermann bat-（$$&はイオンサイクロトロン周波数）の初期の衝撃波生成

tery 効果によって生成された磁場に起因する構造が，または Weibel 不安定性による乱流磁場によるものであること

プラズマ流に平行な方向（縦方向）にはフィラメント状のを示した［１６］．このことから，超新星残骸衝撃波において構造が現れているのがわかる．図５（b）に，3D-PIC シミュ

も，超新星爆発後の初期の衝撃波生成には，衝撃波速度がレーション結果を示す［１２］．これは，得られたプラズマ条

大きく #!"!!#の領域で Weibel 不安定性が寄与している

件を用いて行った PIC シミュレーション中に点源からの可能性がある．一方，X 線衛星による観測結果から超新星14.7 MeV プロトンを入射し，プラズマの３次元的な電場・

残骸衝撃波の近傍では，磁場の値が背景磁場から数１０〜磁場と相互作用したプロトンをプロットしたものである．

数１００倍に増幅されていることが知られており［１７，１８］，

図５（c）は計算と実験から得られたフィラメント間隔の時

SNR1006 での観測値 !$160 μG［１８］を用いると，#は１０％

間依存性を示す．両者は良く一致しており，Weibel 不安定程度となる．NIF 実験によって Weibel 不安定性による無衝性によるフィラメント構造が生成されていることが明らか

突衝撃波が生成されれば，#は数％程度となると予想されになった．また計算結果から得られた磁化パラメータ #ており［１３］，超新星残骸衝撃波のミクロな物理を解明するは約１％となっており，約0.4 MGの磁場が生成されている

ヒントが得られる可能性がある．

ことが示された．同様のフィラメント構造は Omega を用

２回目の NIF 実験公募において，坂和が代表者としてのいた別のグループによる実験でも報告されている［１５］．

提 案"Generation of collisionless shocks and magnetic fields

実験結果と 3D-PIC 計算から Omega レーザーで実験でき

on the National Ignition Facility"が採択され，２０１６年 か らるのは予想通り，Weibel 不安定性によるフィラメントが生

２０１７年まで継続してNIFを用いた無衝突衝撃波と磁場生成成されるまでの過程であり，Weibel 衝撃波生成には NIFの実験が行われる予定である．プロトンバックライト計測

実験が必須であることがわかった［１２，
１３］．

は２０１６年に，協同トムソン散乱も２０１７年には使用できる予

３．
３．
４．
２ NIF レーザーを用いた実験定となっており，今後の実験で詳細なプラズマパラメータ２０１４年に２回目の NIF 実験公募を行い，２０１６年から新規の計測，Weibel 不安定性の成長とフィラメント状磁場の時採択実験を実施するため，２０１０年に採択されたテーマはす間発展，無衝突衝撃波生成とそのミクロな物理を明らかに

べて２０１５年度に実験を終了する事になった．そのため，提していく．

案していた核融合法によるプロトンバックライト計測と協謝同トムソン散乱計測は，計測器の準備ができておらず行うことはできなかったが，限られた計測器で実験を開始し辞

本節で紹介した研究の一部は日本学術振興会科学研究費

た．

補助金基盤研 究（B）
（２１３４０１７２，２４３４０１０４１），基盤研究

実験方法：Drive beam（351 nm，5 ns のフラットトップパ（A）（１５H０２１５４），およびレーザーエネルギー学研究センルス）を６‐8 mm 間隔の DP ターゲットに照射して（各ターター共同利用・共同研究からの助成のもとで行われた．まゲットに１５０‐250 kJ）対向プラズマを生成した．ターゲッ

たこれらの成果は，ACSEL 共同研究で得られたものであトとして，CD/CDとCD/CHのDPターゲットを用いた．計る．米国 LLNL の H.-S.Park，C. Huntington，J.S. Ross，米測は，DD 核融合によって生成された中性子計測とプロト

国 Lam Research Corp.の N.L. Kugland，ドイツドレスデン

ンのイメージング，X 線のスペクトルおよびイメージング

研究機構の高部英明，国立天文台の加藤恒彦，諸氏に感謝等を行った．

します．

実 験 結 果：6 mm 間 隔，250 kJ/foil の シ ョ ッ ト で は，
〜4×1010 個の DD 核融合中性子が 5 ns パルス幅のレーザー

参考文献

照射終了となる，%$5.5 ns に計測され，同時刻に２つの［１］山崎 了，馬場 彩：日本物理学会誌 64, 196 (2009)；
星野真弘，天野孝伸：日本物理学会誌 64, 421 (2009).
［２］R.D. Blandford and J.P. Ostriker, Astro. Phys. J. 221, L29(1978).
［３］M.V. Medvdev and A. Loeb, Astro. Phys. J. 526, 697 (1999).
［４］A. Gruzinov, Astro. Phys. J. 563, L15 (2001); K. Nishikawa

ターゲット間の中央部に強い X 線発光が観測された．DD
核融合プロトン強度分布は，X 線の分布と一致した．これらのことから，衝撃波によって加熱された高温プラズマから DD 中性子・プロトンと X 線が生成されたものと考えられる．
１０５

Journal of Plasma and Fusion Research Vol.92, No.2 February 2016

et al., Astro. Phys. J. 595, 555 (2003); L.O. Silva et al., ApJ
596, L121 (2003); J.T. Frederiksen et al., ApJ 608, L13(2004); T.N. Kato, ApJ 668, 974 (2007); A. Spitkovsky, ApJ
682, L5 (2008).
［５］T.N. Kato and H. Takabe, ApJ 681, L93 (2008).
［６］H. Takabe et al., Plasma Phys. Control. Fusion 50, 124057(2008).
［７］Y. Sakawa et al., European Phys. J. Web of Conferences59, 15001 (2013).
［８］Y. Kuramitsu et al., Phys. Rev. Lett. 106, 175002 (2011).
［９］T. Morita et al., Phys. Plasmas 17, 122702 (2010).

［１０］J.S. Ross et al., Phys. Plasmas 19, 056501 (2012).
［１１］N.L. Kugland et al., Nature Phys. 8, 809 (2012); N.L.
Kugland et al., Phys. Plasmas 20, 056313 (2013).
［１２］C.M. Huntington et al., Nature Phys. 11, 173 (2015).
［１３］H.-S. Park et al., Phys. Plasmas 22, 056311 (2015).
［１４］J.S. Ross et al., Phys. Rev. Lett. 110, 145005 (2013).
［１５］W. Fox et al., Phys. Rev. Lett. 111, 225002 (2013).
［１６］T.N. Kato and H. Takabe, ApJ 721, 828 (2010).
７］Y. Uchiyama et al., Nature 449, 576 (2007).
［１［１８］H.J. Volk et al., A&A 433, 229 (2005)

１０６

J. Plasma Fusion Res. Vol.92, No.2 (2016)１
０７‐１０８

小特集 宇宙と実験室の無衝突衝撃波−粒子加速と磁場生成・増幅−

４．まとめ
4. Conclusion
坂和洋一
SAKAWA Youichi
大阪大学レーザーエネルギー学研究センター（原稿受付：２
０
１
５年１
１月２
４日）

本小特集のまとめとして，本章では大型レーザーを用いた隔年で実施されており，第１１回の会議は２０１６年５月に米国

宇宙プラズマ物理研究の歴史と今後の展望について述べる．

SLAC にて開催予定である．

１９６０年に誕生したレーザーは，発明当初から，将来の大次第に実験室宇宙物理に対する関心が高まり，１
９９９年に出力・高強度化を 見越 し て 多 く の 応 用 が 提 案 さ れていは，Remington［８］，Drake［９］，Ryutov［１０］，Takabe［１１］

た．１９６３年には Basov & Krokhin がレーザー核融合に必要

らによって高出力レーザーを用いた宇宙物理研究に関するなエネルギーの計算を行った［１］．１９６４年には Dawson が実験提案やレビュー，宇宙流体現象と実験との相似性の基数 ns のパルス幅を持つ約 1010 W のレーザーを用いること

準等が発表され，世界的にレーザー宇宙物理のコミュニによって，keV 領域の粒子を生成することが可能となるこ

ティが広がった．これらの論文で提案された実験テーマとを示した［２］．さらにその応用例として，対向するプラは，超新星爆発の流体不安定性，超新星残骸衝撃波の接触

ズマ流やプラズマ流と低密度プラズマとの相互作用による不連続面における流体不安定性や衝撃波と分子雲の衝突を

無衝突衝撃波の生成，外部磁場との相互作用によって地磁模擬した実験，高強度レーザーを用いたガンマ線バースト

気と太陽風の相互作用によるバウショックの実験，等が可における電子・陽電子生成と Fireball の模擬実験や光核反能であると述べている［２］．

応，巨大惑星内部の状態方程式，等であった．

１９８０年代の前半には，米国 Omega（１９８０），日本激光 XII

注目すべきは，我が国では１９９８年に，高部と野本による号（１９８３），米国 NOVA（１９８５），フランス Phebus（１９８６）

高強度レーザーを用いた実験室宇宙物理の解説記事やと，世界各国で相次いで TW レーザーが建設されたが，宇［１２］，本誌では８名の著者による小特集が刊行されており

宙物理に関連する実験はほとんど行われなかった．１９８０年［１３］，その中で輻射流体力学，非平衡原子過程，衝撃波・代後半から１９９０年代にかけて，ようやく宇宙物理関連の実

流体不安定性，電磁流体プラズマ・リコネクション，相対

験が開始され，超新星残骸衝撃波や地球のバウショックを論的プラズマ，等が宇宙とレーザー・プラズマの観点から模擬した外部磁場中の無衝突衝撃波実験［３］や爆風波の不検討されていることである．

安定性の実験［４］等が行われていた．

このように，次第に実験室宇宙物理研究の裾野は広がっ

しかし本格的には，１９８７年に爆発した超新星 SN1987Aていき，大型レーザーのみならず，Zピンチ・パルスパワー装が流体不安定性を起こしていることを示すシミュレーショ

置［１４，１５］，放電装置（例えば米国 Large Plasma Device［１６］ン結果が示され［５］，そ れ を 模 擬 し た 流 体 不 安 定 性や宇宙科学研究所の高密度定常プラズマ発生装置），およ（Rayleigh-Taylor不安定性およびRichtmyer-Meshkov不安

びそれらを組み合わせた実験等が行われるようになった．

定性）の実験が行われたことが大きな流れを作った［６］．

我が国ではいち早く高強度レーザーを用いた宇宙物理実

実験室宇宙物理の概念は，高部がいち早く慣性核融合と験の提案がなされていたが，本格的に実験が行われるよう

SN1987A の爆発における流体不安定性の相似 性 に着目になったのは，２００６年に大阪大学レーザーエネルギー学研

し，１９９３年に本誌に解説記事を掲載し［７］，宇宙模擬実験究センター（レーザー研）が全国共同利用施設化してからの可能性を示唆し，国内外に提唱している．その後，上記になる．それでも，当初は海外からの数件の実験提案とSN1987A 流体安定性の模擬実験が行われ，その成果が弾み

レーザー研の所内プロジェクトとしてのレーザー宇宙物理となり，宇宙物理実験を行うグループが少しずつ世界に広研究のみが実施されていた．
２０１０年にレーザー研が共同利用・共同研究拠点となりがっていった．
１９９６年には第１回の高エネルギー密度実験室宇宙物理国

レーザー宇宙物理を含む所内プロジェクトも公募制になっ際会議（International Conference on High-Energy-Density

たのを契機に，レーザー研も含む国内外からの実験提案がLaboratory Astrophysics : HEDLA）が米国ローレンス・リ

増加し，２
０１５年度には国内５件，海外８件の１
３件のレー

バモア研究所で開催された．HEDLA はその後も継続して

ザー宇宙プラズマ物理実験の提案があり，そのうち９件がInstitute of Laser Engineering, Osaka University, Suita 565-0871, OSAKA, Japanauthor’s e-mail: sakawa-y@ile.osaka-u.ac.jp

１０７!2016 The Japan Society of Plasma
Science and Nuclear Fusion Research

Journal of Plasma and Fusion Research Vol.92, No.2 February 2016

採択されて実験を行った．この中には本小特集で紹介した

号，中国神光 II，英国 Vulcan，フランス LULI2000）からRichtmyer-Meshkov 不安定性の実験（佐野）や無衝突衝撃

数 kJ（Omega）のレーザーを用いて行って来た実験を，MJ

波生成実験（坂和），主要な計測器である協同トムソン散の大型レーザー（NIF，LMJ）を用いることにより，より宇乱システムの開発（九州大学

宙現象に近いパラメータでの実験や，これまでに実現でき

富田健太郎）や，磁気リコ

ネクション（蔵満）のテーマも含まれている．

なかった現象をとらえることができる可能性がある．国際

さらに，本小特集でも執筆していただいた宇宙線加速の共同研究による大型レーザー実験は，今後も注目されるで観測・理論を専門としている山崎氏や，宇宙プラズマ物理

あろう．また，ns レーザーをコイル型ターゲットに照射す学の理論・シミュレーションが専門の松清氏が，レーザーることにより，約 10 MG（kT）の磁場生成が可能となったを用いた宇宙プラズマ物理実験に興味をもち実験提案を行［１９］．この超高強度磁場を用いることによる，これまで得い，学生を引き連れて激光 XII 号実験に参加していることられなかった新たなパラメータ領域での宇宙物理実験が注は，特筆すべき点である．彼らとの共同研究によって，宇目される．

宙・天体プラズマ物理において今何がホットな話題なの

ns レーザー実験では，ps レーザーを用いた X 線バックラ

か，理論・シミュレーションで得られた結果を実験で示す

イトやプロトンバックライトによる密度・電場・磁場等のことはできないか，可能であればどういう実験が求められ

詳細な計測が必要不可欠になりつつある．理化学研究所のているのか等のインプットを得られるだけでなく，レーX 線自由電子レーザー（XFEL）SACLA では，XFEL と同

ザー・プラズマの実験家とは違った視点からの新しいアイ

時照射が可能な２台の fs レーザー（500 TW×２台）が２
０１６

デアが生まれることもあり，ようやくレーザー・プラズマ

年に稼働予定である．fs レーザー生成プラズマの XFELと宇宙物理の異分野間連携である「レーザー宇宙プラズマによるプローブ計測によって，今後，相対論的プラズマ物物理」研究が本格化したと言えよう．

理の詳細が明らかになる可能性がある．

今後の展望の前に，ns パルス高エネルギーレーザーとps，最後に，レーザー研は，２０１６年度からも共同利用・共同

fs パルス高強度レーザー装置の現状と今後の動向をまとめ研究拠点活動を継続して行うことになった．この利点を最る［１７］．高エネルギー ns レーザーでは，米国の NIF に匹大限に活用し，色々な分野の研究者からのアイデアに満ち敵する１７６本，1.5 MJ のフランス LMJ（Laser Mega Joule）

た新しい実験提案を受け入れ，一緒に実験をデザインしてが２０１７年に運転開始の予定である．高強度 ps レーザーでレーザー実験を行い，成果を挙げていきたい．さらに，例は，高エネルギー ns レーザーに付随した ps レーザーとしえば天文学会，地球電磁気・地球惑星圏学会，日本物理学て，レーザー研 GXII / LFEX（4 kJ，1 ps），米国 Omega/会，プラズマ・核融合学会等，それぞれのホームグラウン

Omega EP（5.2 kJ，10 ps），NIF/NIF ARC（7.2 kJ，30 ps）

ドで成果が発表され，そこでの議論によって新たな提案・が稼働中で，フランスでは LMJ/PETAL（3.6 kJ，500 fs）が提案者が出てくるという正のフィードバックがかかって，建設されている．fs レーザーでは現在，世界各国で PW「レーザー宇宙プラズマ物理」研究がますます発展するこ級レーザーが稼働しており，さらに 10 PW レーザーの建設とを目標として，これからも共同研究を推進していく．

が 進 め ら れ て い る（例 え ば，フ ラ ン ス APOLLON，
英国 Vulcan 10 PW，チェコ ELI-Beamlines，ハンガリー

参考文献

ELI-Atosecond，ル ー マ ニ ア ELI-Nuclear Physics，中 国［１］N.G. Basov and O.N. Krohkin, Proc. Conf. on Quantum Electronics, Parice (1963).
［２］J.M. Dawson, Phys. Fluids 7, 987 (1964).
［３］A.R. Bell et al., Phys. Rev. A 38, 1363 (1988).
［４］J. Grun et al., Phys. Rev. Lett. 66, 12738 (1991).
［５］E. Muller et al., A&A 251, 505 (1991).
［６］B.A. Remington et al., Phys. Plasmas 2, 241 (1995); B.A.
Remington et al., Phys. Plasmas 4, 1994 (1997).
［７］高部英明：プラズマ・核融合学会誌 69, 1285 (1993).
［８］B.A. Remington et al., Science 284, 1488 (1999).
［９］R.P. Drake, J. Geophys. Res. A 7, 14505 (1999).
［１０］D. Ryutov et al., ApJ 518, 821 (1999).
［１１］H. Takabe et al., Plasma Phys. Control. Fusion 41, A75(1999).
［１２］高部英明，野本憲一：日本物理学会誌 53, 84 (1998).
［１３］高部英明 他：プラズマ・核融合学会誌 74, 1254 (1998).

SSILS）．
これら世界のレーザー装置の動向からも，「レーザー宇宙プラズマ物理」研究の今後の展望としては，従来の ns
パルスを用いた実験に加えて，ps や fs パルスレーザーを用いた相対論的プラズマ物理研究が注目されると思われる．
宇宙物理の最も重要な課題の１つが宇宙線生成機構の解明であり，これを実験的に研究するためには，高強度レーザーが必要となる．本小特集でも取り上げられた，相対論的な衝撃波におけるWeibel不安定性（３．
３節），相対論的バ
ロクリニック効果による磁場生成（３．
１節）や磁気リコネク
ションは，今後の実験が期待される．相対論的無衝突静電衝撃波実験では，衝撃波上流のプロトンが衝撃波の静電ポ
テンシャルで反射・加速されて，数 10 MeV の準単色プロトンが生成されており，工学・医療応用の観点からも興味［１４］B. R. Remington et al., Rev. Mod. Phys. 78, 755 (2006).
［１５］堀岡一彦：日本物理学会誌 67, 252 (2012).
［１６］W. Gekelmann et al., Rev. Sci. Instrum. 62, 2875 (1991).
［１７］植田憲一：レーザー研究 42, 113 (2014).
［１８］G. Sarri et al., Nature Comm. 6, 6747 (2015).
［１９］S. Fujioka et al., Sci. Rep. 3, 1170 (2013).

深い（３．
２節）．また，早くから注目されていた高強度レーザーを用いた電子・陽電子生成では，２０１５年に電子と陽電子の数が等しくなる電子・陽電子プラズマの生成が報告され［１８］，今後の進展が期待される．
ns レーザーを用いた実験では，これまでの kJ（激光 XII
１０８

!!
さか

わ

よう

小特集執筆者紹介

いちさ坂 和 洋 一

べ

ひで

あき

まつ

山 崎

了

きよ しゅう いち

九州大学大学院総合理工学研究院助教．２
００２
年九州大学大学院，博士（理学）．マックスプ
ランク研究所研究員時代に衝撃波研究に魅せられる．理論・数値シミュレーション研究主体であったが，最近は高強度レーザー実験にも手を染めつつある．専門は宇宙プラズマ物理学．
くら

みつ

やす

ひろ

蔵 満 康 浩
國立中央大學物理系准教授．プラズマ物理，宇宙 空 間 プ ラ ズ マ，レ ー ザ ー プ ラ ズ マ．写 真
は，子供達を遊園地に連れて行って，乗り物酔
いでしばらくベンチで横になった後，作り笑いができる程度に回復したところ．最近特に歳を感じる．
もり

りょう

よし

松 清 修 一

ドイツ・ヘルムホルツ研究機構上席研究員，
大阪大学名誉教授．大阪大学で学位取得後，ミュンヘン，アリゾナで２年間研究の後，大阪大学助手（１９８１年）．日本物理学会理事（２
０
０
４
‐
２
０
０
８）
，アジア太平洋物理学会連合（www.aapps.org）理事な
ど歴任（２
０
０
４
‐
２
０
１
０）．主な研究分野はプラズマ物理学，実験室
宇宙物理学，計算物理学．最先端基礎研究に挑戦すべく，大阪大学を早期退職．２
０１
５年１
０月よりドイツ・ヘルムホルツ研究機構ドレスデン（www.hzdr.de）にて欧州連合（EU）の XFEL
（www.xfel.eu/）と高強度レーザーを組み合わせた大型プロ
ジェクト HIBEF（www.hibef.eu）に参加．ドレスデン在住．趣
味は中国歴史小説，科学政策調査など．
個人の HP : http://homepage2.nifty.com/AkiTakabe/
朝 日 デ ジ タ ル・WEBRONZA（毎 月 寄 稿）
：http://webronza.
asahi.com/
ざき

たか

大阪大学レーザーエネルギー学研究センター
助教．博士（理学）．１９９８年東京大学大学院理学系研究科天文学 専 攻 博 士 課 程 修 了．そ の後，国立天文台，メリーランド大学，ケンブ
リッジ大学でのポスドク研究員を経て，２００
３年より現職．最近の主な研究分野は，強磁場中のレーザー・プラズマ相互作用や界面不安定の数値実験．

高 部 英 明やまの佐 野 孝 好大阪大学レーザーエネルギー学研究セン
ター，准教授，Ph. D（工学）．専門はプラズマ物理学．大型レーザーを用いた宇宙物理実験に従事しており，世界の大型レーザーを用いた実験を行っている．家族は妻，２人の娘と１人の息子．趣味はテニス．練習する機会を増やし，もう一花咲かせたいと考えている．でもその前に減量か．
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森 田 太 智九 州 大 学 大 学 院 総 合 理 工 学 研 究 院・助教．２
０１
１年 大 阪 大 学 大 学 院 宇 宙 地 球 科 学 専
攻・博士（理学）．高出力レーザーを用いて無衝突衝撃波や磁気リコネクション等の宇宙プ
ラズマ現象の模擬実験を行う一方，プラズマを用いた宇宙推進器やレーザープラズマ計測などの応用研究を進めている．

青山学院大学理工 学 部 物 理・数 理 学 科 准 教
授．１
９７
７年２月生まれ．２
００４年京都大学大学院
理学研究科，博士（理学）の学位取得．大阪大
学理学研究科学振特別研究員，広島大学大学
院理学研究科助手，同助教を経て２０
１０年より現職．専門は高エネルギー宇宙物理学．

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