J. Plasma Fusion Res. Vol.94, No.1 (2018)１
２‐１７

解説

マルチピコ秒相対論的レーザーによるイオン加速の増力
Ion Acceleration Boosted by Multi-Picosecond Relativistic-Intensity Laser
余 語 覚 文，岩 田 夏 弥
YOGO Akifumi and IWATA Natsumi
大阪大学 レーザー科学研究所（原稿受付：２
０
１
７年１
０月５日）

ペタワット（PW）レーザー設備 LFEX から得られる高コントラストのピコ秒（ps）相対論的レーザーは，これまで見出されてこなかった新しいレーザープラズマ相互作用への道を拓きつつある．本解説では特に，マルチピ
コ秒の時間領域で，プラズマ中の電子が統計論的な機構によって加熱されることを論じた最近の研究結果を取り上げる．この機構によって，従来のスケーリング則を大きく上回るイオン加速が可能であることを，実験，理論
モデルとシミュレーションを比較することで，包括的に解説する．
Keywords:
high-intensity laser, laser-ion acceleration, picosecond pulse laser, relativistic laser-plasma interaction

１．はじめにれた講座［１］に目を通された方も多いだろう．数ある理論

最近の高強度レーザー技術開発の発展に伴い，レーザーモデルの内，実験家によって多用されてきたものに TNSA

光を極めて短い時間（フェムト秒〜ピコ秒）にごく狭い領（Target Normal Sheath Acceleration）［２］がある．先述の講域（μｍ）に集中することで，レーザーの振幅速度（quiver座［１］でも述べられているが，TNSA では，真空中へ膨張しvelocity）が光速を超えるような集光強度＝相対論的集光ようとする電子の圧力勾配による力とイオン側に引き戻さ強度（＞1018 Wcm−2）を実現することが可能となった．これる静電力が均衡し，デバイ長程度の厚みを持つ高温電子の相対論的レーザーは，レーザー１周期で電子を相対論的層（静電シース）がイオンの前面に形成されることで，荷な運動エネルギー（＞0.511 MeV）まで加速することがで電分離によりイオンが加速される．荷電分離が生じるにもきるため，レーザー核融合高速点火や電子・イオン加速器

かかわらず，従来の多くの理論モデルではプラズマを「準への応用をめざした研究が世界各国で展開されている．特中性」として近似的にしか取り扱ってこなかった．この分に近年では，１パルスのエネルギーが数百ジュールからキ野の研究者ならだれもが知る Mora［３］によるイオン加速エロジュールを超える大出力の相対論的レーザー（例：阪大

ネルギーの半解析モデルも同様である．近年では，荷電分

LFEX，米 NIF-ARC，仏LMJ-PETAL）も登場してきた．こ離によって駆動されるプラズマ膨張の自己無撞着な自己相のような大出力レーザーの場合，パルス時間幅はピコ秒

似解を求めてイオン加速エネルギーを定量評価するモデル（1−10 ps）の領域となるが，これまでのレーザーイオン加［４］が登場してきている．

速研究では，主にフェムト秒（10−100 fs）のレーザーパルにもかかわらず，本解説の理論モデルにおいて主軸を成スによる実験が主流を占めていた．すなわち，集光強度とすのは TNSA である．これをいささか「復古主義的」と見しては相対論的ではあるが，１パルスのエネルギーとしてる向きもあろうが，何も TNSA をそのまま使う訳ではな

は，パルス時間幅が短いために，高々数１０ジュール程度のい．イオン加速を司る高エネルギー電子加熱に，非線形的，比較的小型のレーザー装置による実験が多かった．

言い換えれば統計論的（stochastic）な効果［５］を取り入れ

本解説では，大阪大学，大型レーザー施設 LFEX（Laser

ることで換骨奪胎し，レーザーの照射により時々刻々と変

for Fast Ignition Experiments）において実施されたキロ化する電子温度を考慮することで，ピコ秒時間領域におけジュールクラスのピコ秒相対論的レーザーによるイオン加

るイオン加速エネルギーの増力効果［６］を説明しようとす

速実験を取り上げる．ここでは，ただ単に出力が大きいるのが本解説の目論見である．

レーザーを用いたというだけではなく，これまで見出され２．マルチピコ秒領域におけるレーザーイオン加速実験てこなかった新しい機構により，従来の予想を超えたイオ
ン加速が可能になることを示したい．
そのためには先ず，イオン加速の理論モデルを概説しよ大阪大学レーザー科学研究所に設置された PW レーザーう．読者の中には既に，本学会誌９月号から掲載が開始さ

設備 LFEX［７］は，４本のビームで１キロジュール（kJ）をInstitute of Laser Engineering, Osaka University, Suita, OSAKA 565-0871, Japancorresponding author’s e-mail: yogo-a@ile.osaka-u.ac.jp

１２!2018 The Japan Society of Plasma
Science and Nuclear Fusion Research

Commentary

Ion Acceleration Boosted by Multi-Picosecond Relativistic-Intensity Laser

A. Yogo and N. Iwata

超えるエネルギーを ps の時間幅に圧縮してターゲットにマ相互作用を取り扱う．イオンを加速する電場の強度は〜

集光することができる．レーザーパルス時間波形のピー

1 MV/μm に及ぶので，10 MeV を超えるイオン加速がこの

ク と 背 景 光 の 強 度 比（レ ー ザ ー コ ン ト ラ ス ト）は狭い空間で完了してしまう．その際にカギを握るパラメー

9ps）であり，ピークに先行してバックグラウン
10（＠−200

タの１つにプラズマ電子温度がある．

ドのプラズマが生成されることを防ぐのに十分な性能を有

図２には，加速された陽子のエネルギー分布と，同時にしている．これは大型レーザー装置としては世界的に見て測定された高速電子のエネルギー分布を示す．レーザーも稀有な例であり，精度の高いプラズマ実験を実施できるビームのパルス幅は半値全幅で 1.5 ps であり，時間間隔を優位性は高い．また，４本のビームはそれぞれ独立にター

1.5 ps づつ付けることで，２パルス，４パルスを連結した

ゲット到着時間を制御することができる．今回の実験でビームの時間幅はそれ ぞ れ３お よ び 6 ps と な る．こ のは，それぞれのビームの時間幅を 1.5 ps としてパルスを連時，レーザーの集光強度は一定であるにもかかわらず，陽結することで，２ビームで 3 ps，４ビームで 6 ps という様子の最大エネルギーは 30 MeV 近くまで大幅に上昇していに，集光強度を一定に保ったままでパルス時間幅を自在に調整することができた．
実験は図１（a）に示すような高速点火核融合のためのレーザー照射装置において実施された．前述した LFEX
ビーム１本あたりの 集 光 強 度〜2×1018 Wcm−2 で，厚さ5 μm のアルミニウム薄膜ターゲットに集光される．すると，ターゲットの裏面垂直方向（Target Normal 方向）に
MeV エネルギー級の陽子および炭素等のイオンが加速される［図１（b）］．これらのイオンはアルミニウムに付着した表面不純物（主に炭化水素）に由来している．特に陽子は電荷質量数比（q/M）が１であり他のイオンより大きいため，静電シースの加速エネルギーを優位に受け取って最も高いエネルギーまで加速される．近年では，実験条件を工夫して，重陽子や炭素イオンなど他のイオン種を加速した
例［１０］もあるが，詳細は別の機会に譲る．加速された MeV
エネルギーのイオンは，レーザー爆縮された核燃料へ照射し高速点火をめざす研究［図１（c）］［８］や，ビーム核反応による中性子源開発［９］への利用が期待されており，高効率なイオン加速機構の解明が切実に望まれる．続いてイオンの加速機構を議論するが，ここでは視点をぐっとスケール

図１ （a）
実験セットアップ．（b）
レーザー加速イオンはターゲッ
ト裏面垂直方向に設置したトムソンパラボラで分析される．（c）
イオン駆動高速点火実験の例．
（文献［１
１］
より転載）

ダウンして，100 μm程度の領域で発生するレーザープラズ

図２ （a）
パルス幅の伸長に伴う陽子加速エネルギーの増大を示す実験結果，（b）
電子エネルギーの測定結果，および（c）
時間平均した PIC
計算による電子エネルギー分布（文献［６］
より転載）
．

１３

Journal of Plasma and Fusion Research Vol.94, No.1 January 2018

る［図２（a）］．同時に測定された高速電子のエネルギー!)の分布［図２（b）］においても，パルス幅を伸長すること
で，電子温度は 0.45 MeV（１パルス入射）から 1.1 MeV（２パ ル ス 連 結），0.96 MeV（４パ ル ス 連 結）へ 上 昇 した．ここでの電子温度は，電子の高エネルギー成分に対してマクスウェル分布 % (!)),+&#*'を仮定した場合!!)"の勾配温度 #* を指す．
従来から用いられてきたスケーリング則［１２］においては，電子温度は#+$')%#&#!"'$'&%#&!""!#!"'（１）で与えられてきた．ここで，!はレーザーの規格化ベクト
ルポテンシャルであり，その振幅 $!は，レーザー集光強度を"（単 位 は μm）と し て 半 経 験 式(，波 長 を $""##とできる．$!が１を超えると「相
$!$&
"
!
"
$&#"!"''($ "対論的」な相互作用の起こる目安となる．本実験の条件で!
$%であり，したがって予 想 さ れ る 電 子 温度はは $!$"#+$!
!
#MeV となってしまい，本実験の結果を説明できな
い．このスケーリング則では，電子温度 #+が集光強度の関数であり，パルス幅は考慮されていないことに注目された
い．すなわち，マルチピコ秒領域におけるイオン加速増力の背景には，時間幅の伸長によって電子温度が大幅に上昇
する，新しい電子加熱機構が隠れていると言える．

３．電子温度の統計論的時間発展
前章で述べた，従来のスケーリング則を大幅に凌駕する
電子加熱は，いったいどのような機構によって可能になる

図３ （a）
１次元 PIC 計算による電子軌跡の追跡，（b）（a）
で示した電子のローレンツ因子の時間発展，および（c）
ターゲッ
ト裏面に発生するポテンシャルの時間発展（文献［６］
より
転載）
．

のであろうか？これを解き明かすために，プラズマ計算粒
子 コ ー ド の 一 種 で あ る Particle-in-Cell（PIC）を 用 い て［１３］，ターゲット中のある１つの電子の軌跡を追跡した結果を図３（a）に示す．ここでは，縦軸の ($50−55 μm の領

続いて，同様の PIC 計算によって得られた，ある時間に域にアルミニウムターゲットを置いて，(軸正方向へレー

おけるプラズマ電子・イオン密度のプロファイル［１４］をザーを照射している．パルス幅は 3 ps の２連結パルスであ見てみよう．図４（a，b）はそれぞれ 3.46 ps におけるイオ

り，横軸の時間が 1.5−3 ps となるところで，集光強度が最ン・電子の電荷密度分布であるが，マルチピコ秒のレー大値となる．電子はレーザー電磁場により (軸正方向へ加ザー電磁場（(軸正方向へ入射）との相互作用により，イオ

速された後，ターゲット裏面に発生する電場勾配により押ン，電子共にターゲットの裏面方向へ 60 μm 近く膨張してし戻されて再びレーザーに加速される．何度かターゲットいる一方で，ターゲットの初期位置（($75−80 μm）にはを往復運動した後，急に「シフトアップ」したかのように固体密度のプラズマが残っている．イオンの膨張先端

振り幅が大きくなる（2.5 ps 付近）．その時の電子の運動量（front）は電子より僅かに内側であるため，ここに (軸正方も同時に急上昇する［図３（b）］．ターゲット裏面で電子を向への電場が生じ［図４（b）の黒線］，これがイオンを加速跳ね返す役割をする電場勾配は，時間とともに成長するのする．電子の運動量分布［図４（c-e）］を見ると時間発展ので［図３（c）］，電子は高エネルギーになってもターゲット

様子が良く理解できる．図４（f）
は図３（b）と同様にある１近傍から逸脱することなく，往復運動を繰り返すことがでつの電子の軌跡を描いたものであるが，ターゲット表面できる．

レーザー電磁場とポテンシャル場の組み合わさった複雑な場によって揺さぶられた後，急に裏面へ向かって飛び出し

この図でピックアップした電子はいわゆる「運の良い」ていくという統計的な動きが見てとれる．

方の電子であり，他の電子には，いつまでも運動エネル
ギーが増えずにウロウロする者も現れる．このように統計

４．イオン加速エネルギーの増力効果的機構では，１つ１つの電子ごとに「勝ち負け」が生じて，通常の機構では現れない高エネルギーの電子が発生するこ

本節では，イオン加速機構モデルに対して，ここまで議とになる．また，電子の往復運動はサブピコ秒の周期で起論してきた電子温度の時間発展の効果を導入することで，こるため，従来のフェムト秒領域の実験では発生しえな

陽子エネルギーが増力されることを説明する．その際，従い，マルチピコ秒領域に特有の現象であると言える．

来の真空へのプラズマ膨張機構［１５］に基づいた Mora によ１４Commentary

図４

Ion Acceleration Boosted by Multi-Picosecond Relativistic-Intensity Laser

A. Yogo and N. Iwata

パルス時間幅 3 ps，集光強度 2.5×1018 Wcm−2 のレーザーと厚さ 5 μm の薄膜との相互作用の１次元 PIC シミュレーション．レーザーb）
レーザーパルスピーク終了時刻付近（3.46 ps）におけるプラズマ電子（a）およびイは薄膜の左側（+#!）から照射されている．（a，オン（b）の電荷密度分布．（c-e）
電子の運動量位相空間分布の時間発展，および（f）
位相空間におけるある電子の軌跡追跡（文献［１
４］
よ
り転載）
．

る半解析モデル［３］に変更を加えることで，マルチピコ秒**，'*はイオン速度および質量である．このとき，プラズ

領域でのイオンの最大エネルギーを導出する．

マのスケール長がデバイ長 '$!より十分に大きい場合におここでは，レーザー進行方向である +方向への１次元的

いては準中性条件 ((#$(*を仮定する．ここまでは従来のなプラズマ膨張を考える．高温の電子と低温のイオンからモデルと同じであるが，以降から少し異なる．従来は定数成 る１流 体 モ デ ル を 仮 定 し，時 間 )に 依 存 す る 温 度 をとされてきた自己相似変数を，時間に依存する関数として#&)'とすると，ボルツマン分布から電子密度 ((は新たに((#((!(.+&
&
%"
#&
)
'
'

*# + ，"&)'（２）と与えられる．&は素電荷，%はポテンシャルであり，((!
は )#!における初期電子密度である．初期状態で，プラズ

)

)
)
，
)
"&
)
')
'
'
#! %
,&
!

（７）

マは +!!のみに存在し，イオン密度は +!!では (*#(*!，とする．ここで，%))"'*は時間に依存するイオ
'
#"$#&
'
,&
ンの音速である．すると，ポテンシャル %と電場 !の自己+#!では (*#!とする．ポアッソン方程式からポテンシャ

相似解は次で与えられる．

ル %は#((!$(*'
$
&
!+
.%#&

（３）

/
&
%#!#&
)
*
'
&
""'
，

（８）

!#!+.%##&
)
"
&
"&
)
'
'
.

（９）

で与えられる．ここで $はイオンの価数（陽子では $#"）

準中性条件の破れに伴い，自己相似解は *#"（ +#$"&）)'である．その時，境界（+#!）における電場はにおいて失効するが，この場所こそが高エネルギーのイオ#!!# # !
'$!
% &#&ンが加速されるイオンの膨張先端（前節を参照）である．
Moraはイオン加速電場!)&)'は自己相似解の２倍程度にな（４）る［３］としており，これに従いとなる．&$&#((!は初期状態にお% は自然対数，'
!#
!"
$!#"
!)&
)
!#
'
%#

けるデバイ長であり，初期温度 #!としては，上述の統計的な電子加熱現象がまだ始まっていないと考えれば，式（１）のスケーリング則が適応できて，#!##+としてよい．

（１０）

を得る．
以下では，特性時間 (#)+*!)"#(&% を導入する．ここで，真空へのイオンの膨張は，下記の流体方程式で記述され'*$)+*!#"((!$&#"!は初期状態でのイオンプラズマ振動数である．電子密度は相対論的臨界密度で与える．

る．
+-(*"+.&(***'#!，+-**"**+.**#!$&
+.%"
'*

#&
)
#
'
&
"&
)
'

（５）

(&，
((!#&

（６）

１５

（１１）

Journal of Plasma and Fusion Research Vol.94, No.1 January 2018#!#［m−3］は 通 常 の 非 相 対(%$''#'%"&%'!
#"#"!#$%&%"!&+

５．発展と展開
前節のモデルでは，統計論的過程による電子加熱をイオ

論的臨界密度であり，$はローレンツ因子である．ここで新たに規格化されたイオンの音速 %('を導入する．
-&
#
%
(
(
"
#!．
'
$#&
'
-&

ン加速モデルに導入する際には，PIC 計算の結果を用いた
半経験的な手法を採っているが，最新の理論研究
［１４］で

（１２）

は，イオンの加速エネルギーを，解析解として得ることにすると，イオン加速電場 !(&)'は特性時間の関数として，成功している．図６では，２パルス連結の場合を想定した下記になる．

イオン加速エネルギーの時間変化を導出したものであり，

!(&
(
'
$

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

非等温膨張を仮定した１次近似の非自己相似解（赤帯）が，

(

)
)
"&
(
(
&(
'
$# %
'
．
-&
!

PIC 計算によるイオンの加速エネルギー（黒丸）をよく再（１３）現していることがわかる．
また，加速されたイオンの応用展開には，イオン数の増膨張先端におけるイオンの運動方程式は大が不可欠であるが，マルチピコ秒レーザーによるイオン')&*$')&*&($$&
!(&
(
'
&)
&(&)

加速は，この点でも優位な結果が得られている．図７には，（１４）レーザーのエネルギーから陽子（6 MeV 以上）の運動エネとなり，これを (について積分すると，加速されたイオン

ルギーへの変換効率を実験的に求めた結果を示す．

の速度
*$#
%
!#

４パルス連結（パルス幅 6 ps）の場合で５％近い変換効率が得られているが，これは集光強度が 1018 Wcm−2 台の

#
%
(
'
-&

，
&(
#
(
'
$""" &（１５）

結果としてはかなり高く，英国ラザフォード研のレーザーが得られる．ここで %$#!"')である．なお，従来のモデル!$(
では等温膨張が仮定されており，#&とさ)'$#（＝const.）!
#
れてきたが，その時のイオン速 度は *$#
%
(
,&
'
"(""(
!*

となるが，これは Mora の解と全く同一となる．したがって，加速されたイオンの運動エネルギーは" # # #!% #')* $#
!!

#
%
(
'
-&

#

&(
"．
#
(
'
$""" &（１６）で与えられる．
ここまで来ると，時間発展する電子温度がわかれば特性時間に依存する規格化されたイオン音速が求まり，式（１６）によってイオンの加速エネルギーを導出することができる
ようになる．したがって電子温度が重要となる．しかしながら，図２の実験で使用された電子スペクトロメータは時

図５

陽子加速エネルギーの増力効果の検証．実験値と理論モデ
ル［式（１
６）
］
の比較（文献［６］
より転載）
．

図６

イオン加速エネルギーの理論的検証．非等温膨張を仮定した０次近似（青帯）および１次近似（赤帯）の非自己相似解と，等温膨張・自己相似解（灰帯・斜線帯）の比較（文献
［１
４］
より転載）
．

間分解能を有しておらず，得られた電子温度は全時間で平均されたものとなっている．そこで，刻一刻の電子温度は先述の PIC 計算から導出して，これを式（１６）に用いること
で陽子の加速エネルギーを得た結果を図５に示す．実験結果とよく一致しているのがわかる．また，従来の TNSA
モデル［１６］による予想値（点線）を大きく上回る加速が実現されている．
この手法が妥当であることを示す根拠として，先述のPIC 計算から導出した電子エネルギー分布を時間平均した結果を図２（c）に示す．電子の勾配温度が測定結果［図２（b）］と非常によく一致している．１次元の解析解およびシ
ミュレーションの結果が実験結果とよく一致する理由としては，実験でのレーザー集光スポット径を大きめ（半値全幅で約60 μm）に設定したことによって，（２）レーザー進行方向へのプラズマ膨張（図４参照）と同程度の横幅を確保でき平面１次元的なプラズマ膨張が実験的に良く再現されたこと，（２）電子が往復運動する際にスポット径内へ戻ってくることが容易になったことで，前述の統計論的加速が実現されたこと，が挙げられる．
１６

Commentary

Ion Acceleration Boosted by Multi-Picosecond Relativistic-Intensity Laser

A. Yogo and N. Iwata

ルチピコ秒の時間領域における相対論的レーザープラズマ
相互作用の世界は，著者の率直な感想として，まさに「宝の山」であり，今後も興味深い物理機構，さらにそれを利用した応用研究が盛んに展開されるものと期待している．

参考文献

図７

［１］村上匡且，田中基彦：プラズマ・核融合学会誌 93, 412(2017).
［２］S.C. Wilks et al., Phys. Plasmas 8, 542 (2001).
［３］P. Mora, Phys. Rev. Lett. 90, 185002 (2003).
［４］M. Murakami and M.M. Basko, Phys. Plasmas 13, 012105(2006).
［５］A.J. Kemp and L. Divol, Phys. Rev. Lett. 109, 1 (2012); B.
S. Paradkar et al., Phys. Plasmas 19, 060703 (2012);A. Yogoet al ., Plasma Phys. Control. Fusion 58, 25003 (2016).
［６］A. Yogo et al., Sci. Rep. 7, 42451 (2017).
［７］J. Kawanaka et al., J. Phys. Conf. Ser. 112, 032006 (2008).
［８］M. Roth et al., Nucl. Fusion 49, 65004 (2009).
［９］M. Roth et al., Phys. Rev. Lett. 110, 1 (2013); S.R. Mirfayzi
et al., Cit. Appl. Phys. Lett. 111, (2017); A. Alejo et al.,Plasma Phys. Control. Fusion 59, (2017).
［１０］A.G. Krygier et al., Phys. Plasmas 22, 53102 (2015); B.M.
Hegelich et al., Nature 439, 441 (2006).
［１１］S. Tosaki et al., accepted for publication in Progress in
Theoretical and Experimental Physics.
［１２］S. Wilks et al., Phys. Rev. Lett. 69, 1383 (1992).
［１３］Y. Kishimoto and T. Masaki, J. Plasma Phys. 72, 971 (2006)［１４］N. Iwata et al., Phys. Plasmas 24, 73111 (2017).
５］A.V. Gurevich et al., J. Exp. Theor. Phys. 22, 449 (1966);［１
J.E. Crow, J. Plasma Phys. 14, 65 (1975).
［１６］J. Fuchs et al., Nat. Phys. 2, 48 (2006).
［１７］L. Robson et al., Nat. Phys. 3, 58 (2007).
［１８］S. Kojima et al., J. Phys. Conf. Ser 717, 012102 (2017).
［１９］N. Iwata et al., to be published in Nat. Comm.

レーザーからイオンへのエネルギー変換効率の実験結果．
インセットはイオンの発散角度分布（文献［６］より転載）．

で，1020−21 Wcm−2 の集光強度で得られた変換効率［１７］と同等の結果である．1018 Wcm−2 という相対論的集光強度
としては比較的低い領域で高い変換効率が得られたこと
は，応用展開を考える上で重要な成果である．

６．おわりに
本解説では，特にイオン加速という現象にスポットを当てて，マルチピコ秒領域における相対論的レーザープラズ
マ相互作用を論じた．紙面の都合から，薄膜ターゲットの場合のみを取り上げたが，厚いバルクターゲットの場合でも，レーザー誘起磁場が電子の複雑な動きを誘発し，電子
温度が大幅に上昇する研究成果［１８］がある．理論的にも，電子の温度が大幅に上昇する「スーパーサーマルモード」に遷移する時間を，レーザーの光圧とプラズマの膨張圧力のバランスから予想する理論［１９］が構築されつつある．マ

あきふみ

余 語 覚 文大 阪 大 学 レ ー ザ ー 科 学 研 究 所・准 教
授．２
００
５年京都大学大学院工学研究科原子核工学専攻博士後期課程修了．同年より日本原子力研究開発機構関西光科学研究
所．２
０１
４年より現職．専門は高強度レーザープラズマ相互作
用，レーザー粒子加速．最近の関心はレーザー駆動中性子源の開発とその応用の模索．子ども３人を保育園に連れて行くのが日課．

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

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

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

ご

いわ

た

なつ

み

岩 田 夏 弥
大阪大学レーザー科学研究所特任研究員．２
０１
４年京都大学大学院エネルギー科学研究科博士課程修了．研究分野は高エネル
ギー密度プラズマ物理．特に，超高強度レーザーにより生成される相対論プラズマ中での粒子加速や加熱の基礎物理に興味があり，理論研究を通して宇宙・自然界における高エネルギー現象や非線形・非平衡現象の解明に寄与することが目標．趣味は絵を描くことやダイビングなど．光や色，波を感じることが好きです．

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

よ!!!!!!!!!!!!!!!!

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

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

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

１７