解説

レーザー粒子加速の現状と展望
北

川

米

喜

（大阪大学レーザー核融合研究センター）

Present and Future of Laser Accelerator
KITAGAWA Yoneyoshi
Institute of Laser Engineering, Osaka University, Suita 565-0871, Japan(Received 2 July 2003)
Abstract
Plasma is an attractive medium for the advanced accelerator. When combined with an ultra-intense laser,
it makes the acceleration field of one thousand times the current microwave accelerators. The major fields,
which require now the particle accelerator, are not the high energy physics, but the medical, industrial andlow energy material fields. So we need to concentrate the effort to develop the low to medium energy, butmuch compact accelerators on table. Last year, it has produced 200 MeV electrons from a 2 mm-long plasma.
This corresponds to 100 GV/m. In these 10 years, the laser accelerator research has advanced the electron
gain of from 22 MeV to 200 MeV. On the other hand, a glass capillary has this year succeeded in making theplasma length, the acceleration length, from 2 mm to 10 mm. This will be a breakthrough to the second generation of the advanced accelerator development. The new field is beginning to grow from the quantum electronics, plasma science, beam and accelerator physics.
Keywords:
laser accelerator, ultra-intense laser, wavebreaking limit, wakefield, beatwave, self-modulated wakefield,
Raman scattering, ponderomotive force, relativistic plasma wave

１．序

ドの中でならなんとか通じるこの話も，金メッキの加速

光の塊が荷電粒子を跳ねとばすコンプトン散乱があって，光の塊が光の塊を跳ねとばす !!!散乱はないのだろ

管に慣れ親しんだ加速器フィールドでは，やくざで雲かうか．そんな真空中でどんな相互作用が介在するのだろんて想像外であろう．筆者にしたところで，この変化融うか．ぶつかった瞬間に電子陽電子対が生成，消滅して通無碍の物体に興味を引かれたのがそもそもプラズマと再び光が出るのかもしれない．もちろん常識ではない．

の馴れ初めであってみれば不思議でない．

キリかわからないプラズマなんぞがその代わりになるな

超高強度レーザーの一つの興味はこんなところにもあ

今やプラズマのイメージは自ずと変わらざるをえなる．

い．プラズマ振動という形で，外では実現できないよう

レーザー加速器は，真空中でない．光の塊がプラズマな強電場が保持できるということは，昔から知られていに穴を掘って荷電粒子をとじ込め加速するプラズマの，た．最初の興味は，どこまで強力な電場が閉じ込め得る

プラズマならではの話である．ただ，プラズマフィールのかで，古典的には１００％の荷電分離 wavebreaking limit

author’s e -mail: yoneyosi@ile.osaka-u.ac.jp
９８５

J. Plasma Fusion Res. Vol.79, No.10 (2003)９
８５‐９９９

Journal of Plasma and Fusion Research Vol.79, No.10 October 2003

Table 1が最大なのだが，１０年前までは，実際そんな場でも作り出せるのか誰も知らなかった．最近では常識になりつつ

Requirement in prospect to the high energy electronsand protons.
電子・陽子エネルギー領域と研究分野の将来予測ある．この時点で加速勾配は，従来型加速器の 1,000 倍は超えている．レーザー強度が上がると，その電場 !!による電子揺動の速度が形式的に光速を超えるようになる．
集光強度が 2×1018 Wcm−2 のところである．レーザー強!!!
%$!#と普通おく．プラ
度は，そこで規格化し，"!!$
ズマの加速電場 !#"%は，wavebreaking limit を超えてまだ大きくなる．その値は!#"%!!!!
#"（１）であっても，人類の夢として止めるわけにはいかない．

とレーザー強度に直接比例するようになるのである（第最初に書いた #−#散乱とか，電磁力，弱い相互作用，強$$で，$!と $$はそれぞ
３．
１．
２節参照）．ここで #" !$!!

い相互作用の３つを統一する理論の検証とか，はたまれレーザー周波数とプラズマ周波数とを表す．したがった，重力まで含めて宇宙の最初の最初まで知り尽くそうてプラズマ密度の平方根にも比例する．

という人類の夢，こんなのは，宇宙自身にいわせたら，次の興味は，それで実際加速器が作られるのか？と当宇宙のたまたまの片隅にたまたまの瞬間いる人類に別に然なる．道は２つに分かれる．巨大加速器のパーツを置心配して貰う程のこともないのに，というところであろ

き換えて最終的に 1,000 倍のエネルギーの超高エネル

う．むかし杞の国には天の崩れるのを憂へた人が居て，ギー加速器を実現しようというもの．従来型の加速器を皆の笑いものになっていたとか，まさにそれであろう．

できる限りコンパクト化し，フォトカソードはもちろ

1040 eVとかレーザーでもなにをもってきても，無理な領ん，レーザープラズマイオン源，レーザープラズマ加速域であろうか．

器をフロントエンドに持ち込もうというのが，２００１（平閑話休題，とにかくコンパクトな加速器への潜在需要

成１３）年に始まった先進小型加速器実証・普及事業であの大きさが，国際開発競争の牽引力であり，最初のアイる．文部科学省の委託を受けた独立行政法人放射線医学

デア，緒戦こそ我が国がリードしたものの，ここにい総合研究所（放医研）が，８つの研究機関と共同研究契たっては，各国総力戦の様相を呈しつつある．これまで約を結んで行っている．世界的にもユニークな試みであの流れ，加速器の簡単な原理，大振幅プラズマ波の相対る．放医研のほか，日本原子力研究所光量子センター，

論振舞い，これからの開発展望の順にできる範囲で述べ

東京大学，広島大学，京都大学，高エネルギー加速器研る．先に本誌にビート波加速と題して解説を載せたの究機構（KEK），大阪大学，産業技術総合研究所，日本原は，１９８７年で原理実証のなされる直前であった［３］．それ子力研究所放射光センター（SPring-8）である．加速器分からどれだけ開発が進展したか，しなかったかよく見え野からの流れが細々とプラズマに流れ込んでいるところる．

で，ここでプラズマ分野からの流れも大きく流れ込んで

２．レーザー加速器開発の国際競争

行けば，更に強力な開発の場となろう．
もう一つは，最初から 1,000 分の１の大きさのいわゆ

１９７９年の田島・ドーソンの論文［４］に始まったレー

るテーブルトップ超小型加速器を実現しようというも

ザープラズマ加速の研究は，１９９２年に２波長炭酸ガスの．２１世紀の加速器需要に関する技術予測の報告書といレーザーによるビート波加速の原理実証が阪大，UCLA

うものが一昨年６月科学技術政策研究所から出された［５，６］と引き続いて発表されて実質的にスタートした．

［１，２］．これによると，需要は，この２つに分かれる．利

このときの加速電場は数 GV/m で，マイクロ波加速器と用エネルギー範囲は数百 keV から無限大まであるのだ

比して圧倒的に大きいとは言え，加速電子は 20 MeV 程が，圧倒的に潜在重要の大きいのは，産業，医療，生命度であった．

科学，材料科学など，能力は MeV 以下であってよいが，第二世代の進展には，超短パルス超高強度レーザーの出

可能な限りコンパクトでパソコン並に身近にあって欲し

現が必須で，レーザープラズマの加速勾配は急速に増大

いものであった（Table 1 参照）．

し，200〜300 GV/m に 至 っ た．プ ラ ズ マ 密 度 揺 動 でもちろん，超高エネルギーを求めるのはほんの一握り

１００％近い．これも最初は，超短パルスレーザーの塊を無９８６Commentary

Present and Future of Laser Accelerator

Y. Kitagawa

理矢理プラズマにつっこんでその塊のクーロン力で電子低いが，パルス幅が短く高繰り返しにあえて言えば将来をはねとばし航跡場を形成するレーザー航跡場加速と呼性がある．実験そのものに新しみはないが，ビームの質

ばれるものだった．実際きれいな航跡場が形成されるこを出来る限り改善したというところに勝因があろう．たとがいくつも報告されている［７‐９］．パルス幅をプラズ

だ加速利得の説明は，十分納得できるものではない．
次の方向は，いかに加速距離を延ばすか，いかに品質

マ波長に共鳴させることが基本のため，加速電場を大きの高い加速電子を得るかが世界の認識である．

くするには密度を上げなければならないのに，パルス幅を小さくするのが難しいという泣き所がある．ある程度もし，電子が，規格化強度 "!なるレーザー光で励起し強度を保つと数十 fs 秒が今の限界で，これを克服するのたプラズマ波のポテンシャルで完全に加速されるとするが，自己変調航跡場である．これにより１９９５年には，阪""!$#"#
１．
４節式（３２）参と，加速利得は，"" である（第３．

大，KEK 等の共同研究で 30 GV/m，加速電子 18 MeV/照）．但し，ポテンシャルの山から谷間まで完全に滑り落

c が得られた［１０］．遅れてラザフォードで 150 GV/m，電

ちるには，少なくとも粒子が半波長分走るだけの有限時

子を 100 MeV まで加速した［１１，１２］．フランスエコール

間そこに留まっていなければいけない．ポテンシャルか

ポリテクニクの光応用研 LOA で最近 200 GV/m，電子をら 抜 け 出 す と い う こ と か ら，Dephasing 時 間 と か

200 MeV 以上に加速し［１３］，阪大でも，２０００年 160 GV

Dephasing 距離とか呼ぶ．実験室系で見ると，数 cm，数/m［１４］，最近は 350 GV/m を得て wavebreaking limit

十 cm となる．しかし，最初のビート波実証以来，ほとんに近い．加速勾配の記録は，ほぼこの程度までであろう．

どの実験で，低エネルギーではチェンバーにガスを封じ

加速勾配，加速利得の競争という目で Fig. 1 をみると，るか，高エネルギーレーザーではガスパフをもちいてプ

最初の阪大，そして UCLA の巻き返し，エコールポリテ

ラズマを生成してきた．その長さはせいぜい２から 3

クニクの名乗り，とここまでがビート波の初期，次に阪

mm にすぎない．パフの大きさとレーザーのレイリー長大，KEK 共同研究の逆転，すぐにラザフォードでの米英で制限されてしまうからである．レイリー長とは，自由連合軍と自己変調航跡場での争いとなり，阪大が加速勾空間で，レーザーのスポット径が ""倍に広がるまでの距配で追い抜いた途端，仏 LOA が最大 200 MeV の電子利"$!と表される．%$はスポット半径，離のことで !# !%%$!

得を得たところである．マックスウェル分布の高エネル$!はレーザー波長である［１５］．光の性質上，局所的に閉

ギー端が 200 MeV ということ．この LOA の結果は阪大，

じ込めると，不確定性原理が働いて，波数に揺らぎが生

ラザフォード等の巨大レーザーでなく出力エネルギーはじて拡散せざるを得ないからである［１６］．Fig. 2は，超高強度ガラスレーザーで生成した水素ガスパフプラズマ
で，中に 300 GV/m 以上の加速電場ができている．しかし長さは 1.7 mm に過ぎない．1018 cm−3 のプラズマ中では，1 cm の距離で電子は 1 GeV まで加速される可能性があ る が，現 実 に は 2 mm な の で 200 MeV ど ま り で ある．その困難を克服できる候補としてキャピラリーが阪

1.75mmFig. 2
Fig. 1

Progress and competition of acceleration gradient of laser accelerator. レーザー加速器の加速勾配の競争．

９８７

Ultra-intense-laser produced plasma wave in hydrogengaspuff.
超高強度ガラスレーザーで生成した水素ガスパフプラ
ズマ波，中に 300 GV/m 以上の加速電場ができている．

Journal of Plasma and Fusion Research Vol.79, No.10 October 2003

大を含め，盛んに研究されている［１７‐２７］．田島の提案

輻射損失［３０］が効いてくるので，直線加速器がよい．電［１７］が最初である．外に向かうほどプラズマ密度が高い

場は，固体の電極間の静電場である必要はない，交流電負の勾配の中で，レイリー長を遙かに超えてレーザー光

場，高周波電場，電磁波でもよい．その最たるものがが 拡 散 せ ず に 強 度 を 保 っ た ま ま 伝 搬 で き る た め，

レーザーであろう．

Dephasing 距離一杯まで粒子が利得を得ることができ

高エネルギー粒子加速の原則をまとめると，る．いくつかの工夫が報告され始めている．Fig. 3(A)に!電場の位相速度が粒子の速度にほぼ一致すること，

1 mm のコーンガイド付き 10 mm キャピラリーの写真を"電場は粒子の進行方向に向かうこと，示す．内径は 60 µm．Fig. 3(B)は，1 cm の長さに渉って生#加速器が電場を保持できること，成されたプラズマ．内壁のアブレーションプラズマと思であろう．電磁波は高加速勾配電場で専ら使われるが，われる．100 MeV の電子を観測した．はじめて電子加速横波なので２番目の条件を満たすのに少し工夫が要る．

を観測したキャピラリーである．第２世代のレーザー加第１の条件もいささか問題で，粒子の速度は光速より低速開発競争が確実に始まった．ついこの６月，Physics

い．この２つを解決するのに，Fig. 4のような遅波回路をToday に UCLA の Joshi が本稿と同じような解説を載せ用いる［３１］．それでも，電磁波の出力を上げて，高エネている［２８］．偶々ではない．

ルギーをねらうと，３番目の問題に当たる．現在のマイクロ波加速器の加速勾配は，加速管壁の熱溶融，放電破３．加速器の簡単な原理

壊で 100 MV/m ぐらいに抑えられてしまう．ここまで

３．
１ レーザーによる相対論的プラズマ波の励起と荷電は，加速媒質のない真空場での加速である．

粒子加速

プラズマを加速媒質とすると，それが電場を保持する

最も素朴な加速器は，２枚の電極の間で荷電粒子を加ので，一挙に条件は満たされる．ここでの本題は，した

速する静電加速器だが，一方の電極からでた粒子はすぐがってプラズマ加速器が意味を持ち，電磁波はマイクロもう一方の電極にぶつかるので，そこに穴をあけて取り出す．電極間の印加電圧しか加速されない．もし電極自体を加速粒子と同速度で動かせば，衝突なしにどこまでも加速できる．高エネルギー粒子加速器と呼ばれるもの
は，直線状であれ，円形であれ，この原則によって加速する［２９］．特に電子を加速するときは，シンクロトロン

Fig. 4
Fig. 3(A) Cone-guided capillary and (B) 527 nm side emission
from (A) capillary.
(A)コーンガイド付きキャピラリーの写真．キャピラ
リーの長さ 10 mm，内径は 60 µm．壁厚は，60 µm．金コーンは長さ 1 mm，開口 0.5 mm で，出口径は 60〜30µm．(B)キャピラリーからのレーザーの２倍高調波の側方散乱光像．このとき 100 MeV 電子が右方向に観測
された［２
７］
．

９８８

Microwave slow wave structures used for RF accelerator
tube.
マイクロ波加速管遅波回路:(a)加速管内壁の誘電体によってマイクロ波の位相速度を遅くする．誘電体をプ
ラズマに置き換えると，最先端のキャピラリー加速管である，(b)広く用いられている加速管で，半波長毎にしきり板があり，マイクロ波が壁に沿って伝搬する性質を利用して，粒子が軸上直進する間に，マイクロ波
は，その倍近くの距離を伝搬して，ちょうど穴のところ
で，常に粒子が加速電場にであう［３１］．

Commentary

Present and Future of Laser Accelerator

Y. Kitagawa

波ないしラジオ波でもレーザーでもいいのだが，実用上て共鳴しない．しかも均質な電磁波であれば，時間平均

レーザーあってこそなのでレーザー加速器のほうで通っするとなにも影響を及ぼさない．空間，時間的に不均一ている．かえってプラズマ加速器は，電子ビームで励起な部分が残って影響を及ぼす．極めて非線形効果で，する場合を意味することが多い［３２‐３４］．

レーザー出力が弱いときは苦しいゆえんである．式（３）の運動方程式の右辺には，それゆえ内部の線形項 " と外さてプラズマ媒質でも，生のレーザーでは困るが，うまくできていて，超短パルスのレーザー光をプラズマに部の非線形項 "' がはいっている．次数を合わして２次突っ込めば縦波のプラズマ波が簡単に励起される．しかの項のみを取りあげると，も位相速度が光速近くまでとれる．１０年以前には，言う

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

は簡単，するは至難なこのことが，現在では市販のレーザーを買ってくるだけでいとも簡単にできてしまうので（７）ある．おなじみのポンデラモーティブ力のお世話になる，!!#"をレーザーの電磁場の空間部分ととなる．"!#"

［３５］．

$%，#
#をそれぞれ，電子のレーザー電場で揺すられ
し，#

３．
１．
１ ポンデラモーティブ力によるプラズマ波の励起る分とする．それらをすべて "!#"で表して式（７）に代入し，最終的に時間平均すると［３５］，レーザーパルスの塊をプラズマに投げ込むと，電子は跳ねとばされる．イオンは動かず，電子だけを考える．

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

$で表される．
'は速度揺らぎ #まず密度揺らぎ #&#$%#'"'#&#&(（２）となり式（２）を通じて，式（５），（６）の右辺が決まる．
即ち)を決めるのは，プラズマ波のポテンシャル
である．#
"'%

" とその励起源たるレーザーによるポンデラモーティブ
ポテンシャル "' で，&#$% $ &!
"!"'"
&(
&
(

（８）

（３）

$
"!
#"
"%!
#"
'
$
(
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%$%% $&%$!
$!
% &(# ! $ "$
! %"
$ %
&(# %
&(#
&
%
"
"
% &(# ! $"$
! %".
$ %
&
%

（９）

となる．ポテンシャル " は，ポアッソンの式（４）を通じ'で決まる．電子の電荷は，!$とする．"' は電荷て，#

添字１，２は別のレーザー光でも，同じレーザー光でもによらないので，したがってこの場合，マイナスをとる．

よい．振幅の積の空間変位のみが効き，前者ならビート
波，後者なら航跡場を表す．ビート波なら差周波数にし#'& "% $
.
$
#
%

（４）

たがって，振幅変調を持っている．航跡場の時は，共鳴波長ぐらいの超短パルスとか，ラマン変調とか，何らか'の式をとりだすと，
式（２），（３），（４）から，#の空間変調を与える必要がある．
簡単な航跡場というものを見るのに，プラズマ波長と

%

%$
#
&%
%
'% ) &%"'.
! %"%)
"#
$
&
(

（５）

後方にプラズマ波が航跡波として立つ（Fig. 5 参照）
．

$!
%
'#$%!
%)%!
$
（５）は，プラズマ波#&(" と定義される．式

レーザーパルスのプラズマ中の伝搬は，分散式がレーザーパルスで強制励起できることを示している．
ポテンシャルも同じように表される．
&%
%
%
"'.
! %"%)""%%)&(

同じパルス幅のレーザーをプラズマに注入すると，その%%%%)"#%%#%%#（１０）に従う．パルスの速度は群速度で定義され，式（１０）を（６）

波数 %#で微分すれば得られる．即ち%%&%# #%%#%%# $! )
%
&
%#
%#
%#
#

次に，式（５）なり式（６）の右辺のポンデロモーティブ力を求める．レーザーパルスの塊といっても，実際プラズ
マに力を及ぼすのは電磁場なのだが，それ自体は速すぎ（１１）とわずかに光速より小さいがほとんど光速で進むといっ
９８９

Journal of Plasma and Fusion Research Vol.79, No.10 October 2003てよい．ところが後ろに立つ航跡波の群速度は，分散式

20

%
% %
%
,)で決まり，圧倒的に小さ
#),
",.
'
)/
) , から熱速度 .

10
0

',は，
い．ほとんど動かない．しかし位相速度 ,' #),")#!)," +
) !!
)
)
$ #
,' # , # #'#!!
'#!'," +
',
'#

-10

（１２）

とおけ，レーザーパルスが進むのに同期しているから，
式（１１）としてよい．いま，

-20
-30
-40
-50
-60
-70

)#
#(
'
),

（１３）

-80
0

500

1000

1500

Time [fs]

2000

2500

とおくと，航跡波の規格化位相速度 $'%から，$' # $! $%('"Fig. 5Frequency domain interferometry of laser wakefield in
helium gas.
ヘリ ウ ム ガ ス 0.75 Torr 中 で 800 nm，150 mJ，500 fsのレーザーで励起した航跡波の周波数領域干渉計測結果．プラズマ密度 5×1016 cm−3 は，プラズマ周波数周期
500 fs に一致する［９，３８］．

Fig. 6Ultra-intense-laser excited relativistic plasma wave wakefield.
超短パルスレーザービート(波線)による相対論的大振幅航跡場プラズマ波(実線)の励起: (a)パルス幅 1.0 ps, a0= 0.1, (b)1.0 ps, a0=0.5.

（１４）と見やすい関係が得られる．
さて，式（６）は Helmholtz 型なので，グリーン関数法
で特解を求めると［３６，３７］，%#',! '*('
'!
*
!
*"
',!
*!*("
*
!
*("
#&!
*
+&
， （１５）*$'+，),#%$'',と置き直した．ポテン
ここで，*#-!%#"((%%，#&#&#&"(("%と規格化した．つシャルも '#&)")#でもある．方程式の形は変わらな
いでに，'#&#%
いが，プラズマ波の系に乗ることで，粒子の加速機構が見やすくなるためである．簡単な計算機があれば，レーザーパルス波形を与えて解くことができる．
航跡場としてのプラズマ波が立つ様子は，Fig. 5 のよ
うに，ミリラジアンの位相シフトが評価できる巧妙なプ
ローブレーザー光干渉法（周波数領域干渉法）で検証されている［７‐９，
３８］．
Fig. 6 の例は，レーザーパルスに ),のビート変調を与えてみたもの．プラズマ密度 1×1018 cm−3 のときのレー
ザービートによる相対論的大振幅プラズマ波の励起の様##"(()%
子が示される．レーザーピーク強度は，$##&#&!#"((%で 表 す．$##$は，2×1018 Wcm−2 に 当 る．
レーザーパルスの通過後は，減衰効果を考えていないので，航跡波の振幅は一定のままである．Fig. 6(b)では，相対論的に質量が増えるため，共鳴条件からはずれて，プ
ラズマ波の振幅が数波長の後，減少する．これ以上レーザーパルスが長くても，次節で述べるようにレーザーと航跡場の位相がずれ，航跡波は成長せず，減衰する．たまたまここではパルスが通過してしまうので，後は振幅
９９０Commentary

Present and Future of Laser Accelerator

Y. Kitagawa

が一定となる．ビート変調はパルス全体と同じ群速度#"&-#%に等しい．'#$は !#!1*に対応する．式'#$（式（１１））で進む．

（６）を強制振動と見ると［４１］，３．
１．
２ 大振幅プラズマ波の相対論振舞い励起されたプラズマ波の振幅が問題である．荷電粒子の加速利得はプラズマ波の振幅が大きい程良い．式（６）""+0'$ $ % ('（１８）

は強制振動の形をしているので，解の式（１４）は，右辺の"'まで成長する．こ,"#&の間に 'は，"$"%%0,なので，(#&

レーザーパルス幅がプラズマ波の波長程度の短さだと，$"&)"$"%"("
れらから ,を消去すると，飽和振幅 'が，'#!

素直にレーザー強度に比例してプラズマ波の振幅が決まと 決 ま る．Rosenbluth ら は，１
９７２年 に，"#!$の とる．しかし，レーザーさえ強ければどんな振幅にでもと

$"
&
"$"%"
$("
を出し
き，ビートプラズマ波の飽和値として!

は行かない．プラズマ波は電子の粗密波だから，変調度ている［４２］．

１００％が最大でそれ以上は行かないはずである．それをさて，"#$$では，レーザー電場で直接電子がゆすら

波の破壊限界 wavebreaking limit という．式（４）の右れるquiver motionでも共鳴周波数の離調が生じる．規格'#'#としたときの電場辺で %化すると $2#"#であり，!1*#!%##

+0
&-#
$

'#
#&#
[GV/m]
#$)+
/!&
'$

%
%
(#$&$!$3
!$2

（１
６）

%
$""#
$
%
( $!$)（１９）で与えられる．昔は，これが遠い目標であって，現実にむしろ高強度場での振舞いはこちらの方が広く注目されは密度揺動で１０％ぐらいがせいぜいであった．実際の電%というのをよく見る．Modena らは，ていて，(%#$""#'"'#をかけたものにな
場は，これに密度揺動の割合 &#%レーザー強度に対してラマン散乱周波数シフトをプロッるからである．最近，破壊限界以上の振幅を得たという話が聞こえる［１１，１２，３９］．式（１６）は，サイン波である限%
トして，+-..$+0!$!$"#"%"にあうとしている［４３］．
'りこれが限界のはずなのだが，振幅は１００％でもたとえ$3の寄与より $2#"#の寄与が大きいとすると，こちらそれ以下でも，波形がサイン波からずれて，鋸波とかデの場は電磁場で電場とそれに垂直な磁場を含んで，いわ'"'#ルタ関数とかになれば，局所的に密度があがって，%

ゆる８の字運動をする．すると，ランダウ流に場の向きが１以上になることもある．波の位相が振幅に依存する(の方がいいと速度の向きがずれてくるので，+-..$+0"

なら可能であろう．もちろん全粒子数は保存されるのということらしい［４０］．

で，周期で平均をとれば１は超えない．"##$がこうい

これらのもとに，電子の運動方程式（３）を規格化変数

う 非 線 形 性 の 目 安 で あ る．話 が 先 に 進 み す ぎ た が，"#!$でも位相速度がほとんど光速なので，ランダウ減で書きなおすと-'!'(#!$ -!
($3"(!
$!$'$3".
#*,衰とか，衝突減衰とかはほとんど起こらないプラズマ波
での非線形作用は，もっぱら粒子の相対論効果による共（２０）

鳴周波数の離調を通じて解析されている．式（３）の運動

右辺を無視して積分し，式（２），式（４）も規格化して

"を (
"としな
%
方程式の左辺時間微分の中は，正確には %積分し，'だけの式にすると

% !$"
$!$3
" %とする．すると，プラズ
ければならない．(#!

"が同方向なので，(&がとびだす［４０］．
マの場 !と速度 %式（５）をそれで割ると，実効プラズマ周波数は，%-%' %0 $""%
#
$
.
%#
%!$
% !
,
$"'"

（２１）

と，強制振動の項にレーザーパルスと同時に分母に振幅+%$+0!$!&$3+-..# &0
"
'
("%

（１７）

を含む簡単な非線形方程式が得られる［４４］．'が小さければ，式（６）に戻る．これが唯一の解ではなく，人に%-..!%0",,となり，式（１５）でパルス 幅 が 長 く て も，%!

よって異なる式が提出されているが，概ねこういう形が#)"%で決まる距離 ,辺りで飽和してしまうことが考えらでている［４５］．このような簡単な形になるのは，レー

れ る．$3は プ ラ ズ マ 波 の 規 格 化 ポ テ ン シ ャ ル 振 幅ザーによる非線形性が先ずは進行方向に垂直なのに対し
９９１

Journal of Plasma and Fusion Research Vol.79, No.10 October 2003と，どうしても自己変調型航跡波となる．
３．
１．
３ 自己変調航跡場
自己変調航跡場は，パルスが前方ラマン散乱を起こして，プラズマ波と散乱波に分かれる場合のうち［４６］，パルスが極端に強くて，結果的にプラズマ波も強く，散乱波も強くそれがもとのパルスに跳ね返って更に不安定性が成長する場合をいう
［１０，
３９，
４３，
４７］．成長率も古典的な前方ラマン散乱に，今までと同じような項がかかったものである［４８］：
$
*("

#
%+
"!
# .
%
%
"
#
$ ! !"!"!

（２３）

これはレーザーパルスの中だけの話で，後の航跡波には
直接関係はないといえばない．ただ，散乱波はもとのパルスとビート干渉を起こして，変調パルスとなるので，そういうパルスを注入するのと同じことになり，Fig. 6のビート波航跡場と同じ結果になる．単なる航跡場は，プラズマ波を励起するのに共鳴密度が決まっているのに対し，こちらは遙かに高密度のプラズマ密度に自動的に共鳴する．不安定性が成長する程度のパルス幅があれ
ば，ビート波とおなじく，パルス列で励起されるプラズ
マ波の振幅は大きい．加速勾配は密度の平方根に比例するので，勾配に関しても遙かに有利で，最近の超高強度
レー ザ ー で の 加 速 は 専 ら こ れ が 幅 を 利 か せ て き た．
!
$のレーザーを水素ガスパフに照射した
Fig. 7は，"!""
Fig. 7ときの前方ラマン散乱光の Sotkes，Anti-Stokes スペク

Stokes and Anti-Stokes side bands and their higher harmonics of large-amplitude Forward Raman Scatterring inhydrogen gas puff.
大振幅前方ラマン散乱スペクトル: パルス幅 1.1 ps, a0=1.5，水素パフプラズマ 1.1×1019 cm−３．(a)レーザー基
本波 1.053 µm 付近，(b)２倍高調波付近．

トルである［４９］．(a)はレーザーの，(b)は２倍高調波の周りの散乱スペクトルである．(b)の第１Stokes，第２Stokes スピークの強度比から，プラズマ波の振幅を見積
もると，７７％に達する（第３．
２．
２小節参照）．式（２２）の非線形係数を考えると，最大勾配は，式（１６）の古典的波破て，プラズマ波が平行と，直接結合しないのが幸いして壊限界値 314 GV/m の 1.2 倍になる．Stokes 線の幅が非常いるためである．その解として，に広いのは，相対論的密度広がりの結果と推測される．

#"!

!)&-"!,'.
##!"!"!"

パルス幅 1.1 ps は，成長がほぼとまる最適値に近い．
（２２）

!
"!#"
#だと，wavebreaking limit を越えてもよいことになる．式（１５）の後の定義から，密度揺動 #"大振幅の航跡波やラマン散乱は，興味のつきない内容を含んでいるのに，実験的にはほとんど明らかになっていない．百花繚乱たる理論に比してあまりに未熟な観が#"!

否めない．加速電子のエネルギー利得に目がいっている##!"!"!"
としてもよい．ただ，実際問題として，単一パルスでそためであろう．逆に，内容豊かな非線形現象が，式（２１）だけで表されるというのも奇妙であり，もっともっと多のような共鳴航跡波を励起するには，数十フェムト秒で様な効果が関与しているはずである．

数十 mJ クラスのレーザーを数ミクロンに絞る必要が

３．
１．
４ プラズマ波での粒子の捕捉と加速あって難しい．エネルギーのとれるレーザーは，パルス

プラズマ波に捕捉された電子のエネルギー利得を求め

幅が数百フェムト秒なので，高加速勾配の競争となる

る．波の系で電子が静電場加速を受け，それを実験室系
９９２

Commentary

Present and Future of Laser Accelerator

で受け取るとする．波に捕捉された電子のポテンシャル")#を含めた全エネルギーは一定で，規格化されたそれは，
&
&
&
&
"&+
'
.
+ #'"& #$（２４）（ &）は波の系での値を表す．実験室系にローレンツ変換#" %'%%( $"$#&#& & #%

（３４）と与えられる．ここで，式（１９）の垂直運動の質量効果%%'%%$"$#)"(,%$"$#を加味して，&##%とした．電子

%
!$"
$!#%"
である．
する．また '#!
& &
!*
#&'
'
($
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&
+ #+ "
$#
$
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"##
&
#&'
'
*
#$"
%
*
'
%
*
&
&
+"

Y. Kitagawa

にとってポテンシャルの山から谷底まで半波長の加速距%
離が，実験室系で '& 伸びることを意味する．電場が不変（２５）なのに距離が伸びるから，利得が大きいのである．距離)を光速の電子が波との相対速度 %!*& を持って通過(#"するとしても同じことである．式（３４）の距離 ")は，第１

したがって
#$ #'
$"&&"
!
$$#&#&"
.
&!

（２６）

&#&!
&&を 実 験 室 系 で 表 す た め に，プ ラ ズ マ 波 !
#"も相に入って，加減速を繰り返すことになるが，現実には，残念ながらそれより遥かに前で加速は終わってしまう．

*,"に変換する．静電波が波動に変換される．
&#!
!
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#&'
'
&#
&&
&
&
$! #"
#
$##
#&'
'
*
*,"
%
*
#
&
&

章でのべた Dephasing 距離である．状況が許せば，減速

Fig. 8 は，共鳴航跡波に捕捉された電子の加速が加速
距離とともに変化するのを１次元 Particle-in-cell コード（２７）で求めたもの．レーザー伝搬距離，即ち加速距離は（A）
2mm と（B）
10 mm であるが，個々の航跡波の谷間に捕捉したがって，

された電子が距離とともに加速され集まっている様子が&*,##&&#&%
'
&##'
#%
&&
& ##
&&
#，

（２８）

いずれの系でも運動方向の電場は不変なので，見て取れる．後続の航跡波は振幅が減衰し，それとともに電子も急速に減速域に入って頭打ちになっていくのが観測される．
３．
１．
５ 加速の限界&& # #&&#'
&&
&#
&

（２９）

") の間加速されれば最大エネルギー #" が得られる
が，そこに辿り着くまでに終わってしまうことが現実で式（２９）は式（１６）を用いて，
&&#'
&#
&%

ある．様々の原因のうち，実験的に解明されていないが，（３０）"

蓋然性のあるものあるいはもっともらしいのとして，pump depletion がある．レーザーパルスのエネルギーと

%
%
'"
'#%$#
%としてもよい．式（２６）となる．%#$%$"$#"

航跡場エネルギー !,%の和が一定とすると，後者にエネ

はルギーが移ればレーザーエネルギーが減少して，いずれ

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

（３１）

$#"
)"
(,に対し，
pletion といい，レーザーパルス幅 "##!
%",!,%#"#$#とすると，その距離 ",は［５０］：となる．位相速度が光速に近く，且つ大振幅のプラズマ
波では，
%
'
#" %%
%
& ，

（３２）

#! %$

（３３）

なので，運動エネルギーゼロ（#! #$）の電子も補捉さ

%
$"$#
",% %
'(,.
) &
&

（３５）

となる．ここでも質量補正した．
これ以外にレーザーの回折によるレイリー長%'%
れ，最大で式（３２）の %
& まで加速される．波長 800 nm
16−3の レ ー ザ ー を 10 cm

伝搬中にへたるであろう．それを励起光の消耗 pump de-の プ ラ ズ マ に 照 射 す る と，%(#"( #))-"（３６）'#'なので，#" % 100 TeV が得られることになる．
& #$-は レ ー ザ ー の ス ポ ッ ト 径 で あ る．目が あ る［１５］．)

ただし次に述べるように，加速距離つまりプラズマ長は下，これをクリヤーするのが課題で，その候補が第２章

20 m となり，１回の加速は非現実的である．20 cm ならに述べたキャピラリープラズマガイドである．もう一つ可能性があり，1 TeV にはなる．加速距離 ") は，エネル

は，レーザーのプラズマ中での自己収束による光ガイド

ギー利得を加速勾配で割ってで，非線形屈折率は，
９９３

Journal of Plasma and Fusion Research Vol.79, No.10 October 2003

レーザーパワー #+/-0として求めなければならない．
%

'
%
!
'$
!
#+/-0#$)'! #"[GW]＝$)# [GW].
'.

（３８）#+/-0以上のレーザーパワーで自己収束がおこるという［５１］．当然ながら密度が高い方が効果は大きい．加速勾配に関しても，式（１６）のように，プラズマ密度が高い方が有利と見えるが，こと利得に関しては式（３２），式（３５）といずれも $#に正依存することで，かえって密度は低い方が良いということになる．
数値計算も，２次元，３次元で且つ実験条件に限りなく近いものしか取り上げられない風潮が見られるが，Fig. 8 のように１次元が遥かに見やすく，見た目がきれいなのは否めない．と思うと航跡場にも自己変調航跡場にも上手くあてはまらないけれども，高エネルギー電子が加速されてでてくるという結果がいくつかでている［１３，５２］．非線形現象は華華しいが，現象が実験条件を同じに置けば必ず同じことがおこるという決定論的進行が保証できない．長尺キャピラリー実験および数値計算の感想からは，長距離に渉って比較的ゆっくりと１次元的に加速がおこる方が，安定で再現性も良い．実用化に近道であり，そういう意味でもこれが第二世代の始まりと思うのである．
プラズマを使わない，別の媒質，例えばフォトニック
結晶などを使おうとの試み，媒質を使わない真空中でのレーザー加速のアイデア［５３］，磁場を付加するサーファ
トロンなどのアイデアもあるが，ほとんどがまだアイデアの段階にある［３２，５４，５５］．もうアイデアを脱したものもあるかもしれないが．
Fig. 81-d PIC for pulse length of 500 fs or 150 µm, IL=3 ×1018
Wcm−2, ne=2 × 1016 cm−3, and plasma length of 1 cm. (A)Electrons at 2 mm or 6.6 ps. (B) at 10 mm or 33 ps. (C)spectral bumps at the maximum edge. The acceleration
field is 9 GV/m.
共鳴航跡波の電場とそれに捕捉された電子の運動量 1
次元 Particle-in-cell シミュレーション．レーザー伝搬距
離は(A) 2 mm，(B) 10 mm．右端は，レーザーパルス．
加速勾配は最大で 9 GV/m．(C)：電子エネルギースペク
トル．フラットな高エネルギーテールに捕捉電子の特
徴がある．

３．
２．
１ プラズマの生成と密度計測
超短パルスレーザーが元なので，プラズマを生成する
のに通常の衝突電離では間に合わないだろうと，当初は予備生成プラズマの必要性がいわれていたが，幸いレー
ザーの強度が強いので，電場で中性ガスから直接電子を引き剥す Keldysh の直接電離（トンネル電離）が働き，ほとんど予備電離なしでプラズマが生成でき，何事も無く実験が行われている［５６］．１秒あたりの Keldysh 電離確%'$%#$!$! ."
%
% '#
"%
"
$
%
%
#

３．
２ プラズマの生成と計測

（３７）

率は，
$"
%

となり，レーザー強度の強いほどレーザーは絞られる．
これと式（３６）による発散とのバランス点でのレーザー強

&
'"
&" !!
(
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$ % ##&
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("
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1
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#
$ （３９）
&
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!
%'"
#

度以上を与えれば，収束ビームが維持できることになと与えられる．電離電圧 "## 13.6 eV の水素では，レーる．ビーム全体での話なので，スポット径で積分した２［であらわすと，
ザー集光強度 "* W/cm ］

９９４

Commentary

Present and Future of Laser Accelerator

Y. Kitagawa""!
!
となり，)%$
が完全電離の時間の目安を与える．
*"
このレーザー光は電離面を通過する時に，屈折率の変化を感じて波長シフトする．電離シフトという．この時間変化からプラズマ密度を評価することができる［５７］：
% &

$'# &
+
(#
#'$! $
，
&
('
+
)
%
'
#
(&
,
#

（４１）

+
)は電離率で'#は真空中の波長，&はプラズマ長，+(#"ある．
レーザー光があまりに強すぎて，主パルスの前にくる
励起雑音光（ASE）でも十分予備電離してしまうのが，問題になる．さらには種になるパルストレインから，増幅のためにポッケルスセル［１５］を使って単一パルスを取り出すときの前後パルスが，わずかではあるがついでに切り出されて，その増幅出力が半端でなく周りを予備電離してしまうことが少なからずある．数 ns から数百 ps前にある．Optically Parametric Chirped Pulse Amplification（OPCPA）を用いるプリパルスフリーレーザーへ関心が向きつつある由縁である［５８］．遮断密度より遥かに低密度なので，正統のレーザー干渉による密度計測の

#%
#$%$"

精度は良くない．低密度で超短時間現象のため，周波数
領域干渉法が有効である．最初，わが国で開発されたもので［５９］，その後，Marquès らによって，航跡場計測に用いられるようになった［７‐９，３８］．式（１０）ないし式（１１）
から，波の位相 %#*が密度の関数という関係を使うこと

spectrumには変わりがない．ただ超短パルスなので，そのまま空'$)間干渉をとるのも難しい．ダブルパルスでのプラズマ有*

ルス幅をひろげると，長パルスのように重ねられる．そ無の２重時間露光をとり，分光器の回折格子によってパのゆえ周波数領域干渉法という．Fig. 9(a)の短かかった*#

パルス幅が，分光器により周波数分解され，(b)のように各周波数成分において，周波数分解能で決定されるパル

Fig. 9ス幅に広がるのである．パルス幅拡張 #$は分光器の分Principle of Frequency Domain Interferometry (double
short pulses at and after plasma, (b)Pulse stretching by
grating spectrometer, and (c)Interferometry of the overlapped double pulses.
周波数領域干渉法の原理:(a) ダブル短パルスがプラズマを挟む，(b) 分光器により周波数分解能 #% で決定されるパルス幅に広がる，(c) 干渉縞のスペクトル分解像．

解 能 #% に 対 し て，フ ー リ エ 限 界 パ ル ス の 関 係 式
#$#
#%$+
.-0
1で与えられる．十分高い周波数分解能で分光されると，２つのパルスの各周波数成分が干渉することになり，干渉縞が生じる．そのスペクトルをFig. 9(c)に示す．干渉縞のシフト量からプローブパルスに乗ったプラズマの密度や，プラズマの密度揺動を評価することもできる［６０］．これは，量子エレクトロニクスの最先端$"'!
&)"$# ! * $'"
"!
!
*"
%"$#
$(

とプラズマが結びついた大きな成果である．
$"
%

"$$'
!
,2/!$
(!% # " （
# )
$４０）
!
*

９９５

次に述べるラマン散乱シフトからも読むが，空間積分
されてしまう．発光スペクトルの Stark 広がりから評価するのも，大抵完全電離してしまうのでかえって計測で

Journal of Plasma and Fusion Research Vol.79, No.10 October 2003

きない［６１］．
３．
２．
２ プラズマ波の計測
励起されたプラズマ波の観測，振幅計測の強力な武器となるのは，レーザーによるトムソン散乱で，ランダムな熱測定でなく集団運動を観測するので，Bragg 散乱と
もいう
［３２，
４１，
６２］．別のプローブレーザーを用いる時
も，励起レーザーそのものの散乱，つまりラマン散乱から評価することもある［４９］．前方，後方いずれでも生成されたプラズマ波でプローブ光を散乱させる，Stokes,
Anti−Stokes 光として観測されるので，そのシフトから
プラズマ密度を読み取る．振幅は，プローブ光パワー"!と散乱光パワー "$の比から，Fig. 10""% ! #!
# #! "' !$!
""! "#! ## "! !%（４２）

Scaling of high energy ions to laser intensity.
高エネルギーイオンエネルギーの照射レーザー強度比
例則［６
８］
．

によって求まる．!'はプローブ光と波の相互作用長，!&はその幅である．

きないことはない．挑戦すべき課題である．位相速度のさきにのべた周波数領域干渉法は，このために開発されたようなところがある．パルス幅がプラズマ波の波長遅い後方ラマン散乱などに載せようという試みもある
［６６，
６７］．

より短ければ可能である．干渉縞のシフト量からプロー

プラズマ波に捕捉して加速するのではなく，厚さ数ミ

ブパルスに乗ったプラズマ波の密度揺動を評価する．航クロンから数十ミクロンの固体薄膜に直接超高強度レー跡場の観測ではフリンジシフト量が小さいが，高いダイ

ザーを照射して，その前面，後面からでてくる高エネル

ナミックレンジの CCD カメラによる観測とフーリエ解

ギーイオンを利用する試みがある．最も簡単にでてくる析の併用により，ミリラジアンの位相シフトを評価するのが薄膜壁に付着した水分からのプロトンで，照射面ことができる．Fig. 5 がその例
［３
８］．

（前面）
からも，後面からも発生する．前面からのものは，

３．
２．
３ 加速電子の計測

レーザーのポンデロモーティブ力によるもので，数MeV

ダイポール磁場分析器が使われる．検出部として，プラスチックシンチレーターと光電子倍増管の組み合わせ

以下が多い．その比例則が Fig. 10 のように得られている［６８］．

やシリコン表面障壁形半導体が使われてきたが［６３］，超後面からは，前面から突き抜けた高速電子が真空中に高強度レーザーに起因する雑音，制動輻射ガンマ線など

飛び出して仮想陰極を形成し，それに引っ張られて加速との戦いの明け暮れになる．最近，富士フィルムで開発される機構が主要と考えられる．したがってそのエネル

された，輝尽性フィルム（イメージングプレート，IP）がギーは高速電子の温度と電流束で決まる．おまけにこの使われる．連続データでダイナミックレンジが３桁以上とき高速電子の作り出すトロイダル磁場で，Fig. 11 にあとれ，２次元読み取りがパソコン連動のワンタッチであるように発生イオンがエネルギー選別され，結果的に高ることなど，利点が多い［６４，６５］．特に空間分布測定がでエネルギー成分が絞り込まれることも示唆されているきるので，加速ビームの品質評価に欠かせないエミッタ［６９］．ここでは 10 MeV プロトンが選別的に得られた．

ンス計測［２９］に威力を発揮する．

イオン検出には，飛跡検出用 CR‐
３９プラスティックフィ
ルムがよく用いられる［６３，７０］．

４．イオン加速研究の現状

エネルギーはそれほど高くはならないかもしれない

今まで述べてきた加速法は，原理的にイオンでも電子が，パルス幅が制御でき，指向性もよく，従来型加速器でも使える．レーザーイオン加速法も，マイクロ波加速のイオン源として実用化がすぐにも期待でき，精力的器と同じである．イオンは重くて，相対論的プラズマ波に，研究されている．第１章で言及した先進小型加速器に乗りにくということで，敬遠されているが，式（３３）の実証・普及事業のねらいでもある．現今の加速器の加速ように，十分振幅が大きければ，遅いイオンでも捕捉で器本体はよく作られているけれども，イオン源に関して
９９６

Commentary

Fig. 11

Present and Future of Laser Accelerator

Y. Kitagawa

Proton beams on CR-39 film from the rear surface of laser irradiated CH foil.
100 ミクロン厚のプラスチックからの陽子ビームの輻
射: CR-39フィルムを積層にしてエネルギー，空間分布を同時に観測．10 MeV 陽子の発散角６度［６９］．
Fig. 12は，電子ビームなり，高周波なり，金属蒸気なりでプラズマを生成して，そこから静電的に引き出すものが多く，パルス幅，エミッタンスなどに，工夫が必要とされCompact ultra-short pulse beatwave acceleration system on table at ILE.
阪大で開発中のコンパクト超短パルスビート波レー
ザー．

る［７１］．レーザー加速開発のなかでも，最近使われ出した電子源としてのレーザーフォトカソード
［７２，
７３］につ

向上：線形，非線形機構を落ち着いて追究しなけれいで，レーザーイオン源とでもいう名で，実用化されるばならない．長尺キャピラリープラズマによって，であろう．

物理現象が鮮明になることが期待できそうである．
パルス幅，指向性，エミッタンスとも，従来型ビー

５．これからの開発展望とまとめ

ム源より良好なデータがでている．その分，再現性，線形現象はどれも似たり寄ったりだが，非線形現象はビームエミッタンス等のビーム品質が本格的に問われ，それに向かわねばならない．

それぞれに非線形と，トルストイがいいそうなほど，実験結果毎に説明あるいは理屈がつけられる．非線形現象

３．現状での電子源，イオン源応用と将来の超小型応用にそうすっきりした説明が無いのかもしれない．超高強のための研究：超短パルスレーザーフォトカソード

度レーザーでの高エネルギー粒子生成に急で，そのもとは，ほぼ実用化され，エネルギー単色化のためのにある物理現象を落ち着いて追求する機運でないのも一

レーザー冷却も実用が近い．レーザーイオン源の実

つ，レーザーの扱いがデリケートで，実験精度が上りに用化にも大いに期待したい．

くいこと，超短時間現象で計測法が限られることなど，

ますます国際競争が激しく，少し気を緩めると取り残さ実験技術上解決すべき問題は多い．非線形現象の宝の山

れる厳しい状況である．国内開発体制を強化し，同時にの中で，まだまだ埋蔵金がいっぱいありそうである．

人材の養成をはからねばならない．Fig. 13 のように，量ペタワットレーザーによるガスパフ結果をもって第１子エレクトロニクスとプラズマと加速器学の３分野か段階は終了し，キャピラリー加速で第２段階レーザー加ら，新分野創成にむかって動き出しているように感ぜら

速開発は始まった．レーザー関連，プラズマ関連，ビーれる．加速器分野には，従来型の行き詰まり感と先進加ム物理関連の観点からすべきことを分けてみると：速器開発希求があり，プラズマには，プラズマ加速器を１．超高強度レーザーをテーブルトップにコンパクト化実現したいとの強い希望があり，医療など外部には潜在して，誰でもスイッチポンで扱えるようにするこ需要があるから．最初の章で述べた文科省委託事業は，と：加速器学グループとレーザープラズマ加速グループの一コンパクトスケールの目安を面積 5 m×5 m とすつの協力関係である．レーザープラズマ加速は，科学研

ると，レーザーは 4 m×3 m ぐらいに納めたい．現在

究費をベースに１０年以上にわたって研究協力コアが形成

阪大で開発中の超短パルスビート波レーザーはそれされている．宇都宮大学［７４，７５］，筑波大学［９］，産業技を目指している（Fig. 12）．クライストロンのように術総合研究所［７６］，山梨大学［７７］，名古屋大学［７８］，大は，まだまだシステムとしてカタログ製品に成熟し阪大学，広島大学，愛媛大学［７９］，姫路工学大学
［７
３，
８０］

ていない．

など．加速器分野からは加速器分野をこえて先進加速器

２．ビーム品質（エネルギー単色化，低エミッタンス化）
９９７

開発を目指すビーム物理研究会が発足した．レーザー

Journal of Plasma and Fusion Research Vol.79, No.10 October 2003

Fig. 13

New field associating with laser accelerator. レーザー
加速器開発に寄与する分野と創成される新領域．

は，日本原子力研究所光量子センターに設置の光量子専門委員グループ等もそのコアの一つとなりうる．チャー
プパルス増幅，OPCPA 等は欠かせない大事な技術だけ
れども，もっと直接に周波数領域干渉計などは量子エレ
クトロニクスとレーザー加速が融合した成果である．
既往の分野が，重なる部分，重ならない部分がありな
がら，さらに融合していくようにみえる．その期待とともに拙稿を終わる．割愛した実験成果，数値計算結果などを含め，文献

超小型加速器−プラズマレーザー加速器，杉原，西田，小方編著，（アイーピーシー出版，
１９９８）［３２］，現代物理最前線２「プラズマによる粒子加速」，小方厚著，大槻義彦編（共立出版，東京，２０００）［５４］を概観していただければ幸いである．
貴重な図を提供いただいた千徳靖彦，近藤公伯両氏を初め，レーザー加速器開発に同心の各位，稿の冗長を甘受された編集委員の方々に謝するところ大であります．

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!!!!!!!!!!!!!!!!!

!!!!!!!!!!!!!!!!!!!!!!!!!!
きた

がわ

よね

よし

北 川 米 喜１９
４
５年京都市生まれ，京都大学理学部物理学科卒，同大学院修了，理学博士．大阪大学レーザー核融合研究センター助教授として，レーザー核融合，レーザープラズマの!!!!!!!!!!!!!!!!!

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Y. Kitagawa

研究に従事．１
９
９
２年炭酸ガスレーザービート波を用いて，レーザー加速を実験的に検証した．２０００年には，ペタワット
レーザーを完成させた．休日，金剛流能楽師範として舞台に立って遊ぶこともある．

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Commentary

９９９