J. Plasma Fusion Res. Vol.99, No.2 (2023) 33-39

解説

電気光学サンプリング技術によるレーザー航跡場加速電子の
時間特性評価Temporal Characterization of Laser Wake Field Accelerated Electron Beams via
Electro-Optic Sampling Technique
黄開

HUANG Kai
量子科学技術研究開発機構

関西光科学研究所（原稿受付：2022 年 6 月 28 日）

レーザー航跡場加速は，非常に高い加速度勾配を持つため，コンパクトな先進的加速器のコンセプトとして広く受け入れられており，過去数十年の間に魅力的な進歩を遂げた．またレーザー航跡場加速による二次 X 線源
は，超高速ポンプ・プローブ研究において大きな可能性を秘めていると考えられている．このような応用には，
電子バンチの時間情報が重要である．このため，我々は電気光学的空間デコーディング技術をレーザー航跡場加速に導入した．レーザー強度とプラズマ密度を変化させながら，電子のタイミングを検出し，非常に興味深い現象が観測されたのでその物理的背景について調べた．また，電子バンチ時間の上限は数十フェムト秒と推定できた．この研究により，レーザー航跡場加速におけるシングルショット電子時間診断のための電気光学サンプリン
グ技術の有効性が実証された．
Keywords:
high power laser, LWFA, EO sampling, temporal diagnostics

1 ．はじめにられていた．また，電子はウェーク波の最初のバケット

チャープパルス増幅技術の発展に伴い［1］，高出力レーに入射することが一般的であり，「ジッターフリー」であザーは国立研究所や大学などで広く実用化されている．

ることが LWFA の利点と考えられていた．しかし，コヒー

高出力レーザーは，慣性閉じ込め核融合［2］，レーザー駆

レント遷移放射（Coherent Transition Radiation, CTR）

動粒子線源［3］，warm dense matter の研究［4］など，幅解析による複数照射積算でフェムト秒レベルのバンチ幅広い用途に利用されている．その中で，レーザー航跡場は実証されていたものの，LWFA からの電子バンチのジッ

加速「LWFA」（Laser Wake Field Acceleration）は［5］，ター測定は行われていなかった．さらに，電子バンチの

上記研究分野の中で最も関心の高い研究テーマの一つでシングルショットモニタリングもほとんど行われていな

ある．低密度プラズマに超短パルス高出力レーザーを入かった．

射すると，駆動レーザーの後に電子プラズマ波が発生する．

この解説では，電気光学（Electro Optic, EO）空間デコー

この波の電場強度は 100 GeV / m 以上となり，RF（Radio

ド技術を LWFA の研究に応用した我々の取り組みを紹介

Frequency）空洞型加速器よりも 3 桁以上高い加速勾配

する．EO 結晶をプラズマ源に非常に近づけると，電子バに相当する．最近，8 GeV 以上［6］のエネルギー，1% 以

ンチのクーロン場が球面波面を持つことを発見した．こ下の相対エネルギー幅［7］を持つ電子がそれぞれ実現されの特殊なケースに対して，新しい時間マッピング関係をた．特に，LWFA による 27 nm での自由電子レーザーが導出した．そして，中程度の強度のレーザーを純ヘリウ実証されている［8］．このような LWFA からの二次光源は，ムガスと相互作用させた場合，電子放出タイミングがプ

超高速ポンプ・プローブ研究への応用の可能性があるとラズマ密度に依存することを発見した．さらに，電子のジッ考えられている．

ターを最小にするために，レーザー強度を上げ，比較的超高速ポンプ・プローブの時間分解能は，プローブパ制御された注入方式を利用することで，電子のタイミン

ルスの時間幅とジッターによって部分的に決定できる．

グ変動は 7 fs 以下に最適化された．また，電子のバンチ

LWFA からの二次光源の場合，電子のタイミングジッター

持続時間の上限は数十フェムト秒であることが判明した．

とバンチ持続時間は非常に重要である．一方，バケット

本研究により，LWFA におけるシングルショット電子時

サイズが数十マイクロメートルであるため，LWFA から間診断のための EO サンプリング技術の有効性が実証さの電子バンチ時間は常にフェムト秒レベルであると考えれた．

Kansai Photon Science Institute, National Institutes for Quantum Science and Technology, Kizugawa, KYOTO 619-0215, Japanauthor's e-mail: huang.kai@qst.go.jp

33Ⓒ2023 The Japan Society of Plasma
Science and Nuclear Fusion Research

Journal of Plasma and Fusion Research

Vol.99, No.2

February 2023

2 ．EO 空間デコーディング

鏡（Off-Axis-Parabolic mirror, OAP）を用いて集光し，情報を解析するために，テラヘルツ研究［9］で最初に考案

相対論的電子ビームを生成した．

3 mm 円錐によって作られた超音速ガスジェットに入射し，EO サンプリングは，テラヘルツ（THz）パルスの時間された技術である．電子バンチのクーロン場の大部分はテEO 結晶は，駆動レーザーの強い放射照度によって損傷

ラヘルツ帯に存在するため，この手法を従来の RF 加速器を受ける可能性がある．またローレンツ因子を γ とすると，研究に導入し［10-14］，電子の時間分布を測定することに電子ビームの電場は 2 / γ の開き角を持つため，横方向の成功した．EO 結晶に外場が与えられると，結晶の光学軸距離が大きくなると電場は広くなり，弱くなる．そのたが回転する．この場は，電子バンチのクーロン場であった

め，EO 結晶は駆動レーザーの軸に非常に近い位置に配置

り［10-13］，電子バンチが金属箔を通過する際に発生するする必要がある．実際に最初は，ダメージを避けるため

コヒーレント遷移放射（Coherent Transition Radiation,にプラズマから電子進行方向に 1.5 m のところに結晶を置CTR）［14］であったりする．EO 結晶中を伝播する超短いていたが，実験で EO 信号がほとんど観測されなかった．

パルスレーザーは複屈折を起こし，図 1（a）に示すように

その理由として，レーザー航跡場で加速された電子バン

プローブの偏光度が変化する．偏光の変化は，本来の電チは，従来の加速器から得られるエネルギーよりも常に子バンチの時間情報を持つ位相差の結果である．結晶の何倍も広いエネルギー幅を持っていることが考えられる．

［－1，1，0］軸をクーロン場とプローブレーザーの偏光方

つまり伝播距離が長いと，エネルギーの異なる電子間の向の両方に平行にすると，位相遅れが最大（Γmax）となり，伝播タイムラグが生じるため，電子バンチの継続時間が次のように見積もることができる：Γmax = n 0 r41 ETHz ω0 d / c,

長くなる．その結果，電場強度が弱くなりすぎて検出さ

3

ここで，ETHz はクーロン場の電場強度，n0は EO 結晶中れない可能性がある．

のプローブレーザーの屈折率，r41は EO 係数，ω0はプロー

そこで，EO 結晶をターゲットのごく近くに配置するこ

ブレーザー周波数，d は結晶厚さ，c は光速である．プローとで解決させた．図 2 に示すように，結晶はターゲット

ブレーザーと電子ビーム経路の相対角度を設定すると，出口の下流 2.2 mm の位置に，また駆動レーザーの光円錐

電子バンチの時間情報がプローブレーザーの横方向プロの外側の位置 1.5 mm に設置した．この改良された配置に

ファイルに記録される，いわゆる EO 空間デコード技術て，EO 結晶にダメージを与えずに信号の観測に成功した．

（EO Spatial Decoding, EOSD）として扱える．プローブ

実験では，プローブの遅延時間を変えて EO 信号を検の入射角が θp の場合，広く使われている時間的マッピン

出することで，時間的マッピングの関係を取り出すことができる．図 3 は，様々なプローブ遅延設定における EO

グの関係がある［11，13］：c Δτ = tan θp・Δξ

信号の中心をドットでプロットしたものである．実験デー（1）タの線形フィッティングにより，c Δτ = 1.72Δξ という時間
マッピング関係が得られた．一方，この実験ではプロー

ここで，Δτ はタイミング差，Δξ は撮像カメラで観測される変位である．なお，（ 1 ）式は，図 1（b）に示すように，

ブレーザーの入射角は θp = 44°であった．（ 1 ）式を用いる

電子の進行方向と直交する方向に圧縮されたクーロン場と，図 3 の破線で示した c Δτ = 0.96Δξ の関係になるはずを考慮して導かれたものである．

だが，実験値と（ 1 ）式の間に大きな食い違いがあること

3 ．レーザー航跡場加速された電子バンチのクー
ロン場における EO 空間デコード技術

3.1

がわかり，当時それは大きな問題点であった．
LWFA 電子バンチのクーロン場の球状波面観測

この実験から，広く使われている（ 1 ）式で表されるモ

関西光科学研究所（Kansai Photon Science Institute:

デルが，今回のケースでは適用できないことがわかった．

KPSI, National Institutes for Quantum Science and従来の加速器研究では，電子は自由空間を伝搬しているTechnology: QST） の JLITE-X レ ー ザ ー を 用 い て，と考えられ，その場合，電子のクーロン場は電子の進行

LWFA における EO 空間デコードの最初の実験を行った方向と直交する方向に圧縮される．そのため，クーロン［15-17］．この実験では 4 TW，時間幅 40 fs のレーザー

場は結晶表面に対して垂直に入射していた．しかし，今パルスを用いた．レーザーパルスを F / 20 の軸外放物面

図2

図 1 （a）EO サンプリングの説明．（b）先行研究における EO
空間復号の模式図［17］．電子は自由空間で進行する．図は，クーロン場を対数スケールで表したものである．

34

 子バンチのクーロン場検出時の実験セットアップ．EO
電
結 晶 と し て 厚 さ 50 μm の リ ン 化 ガ リ ウ ム（GaP） 結 晶
を使用した．電子経路は EO 結晶の研磨面に直交していた．EO 結晶は，出射する駆動レーザーによる損傷を避けるため，ガスジェットのごく近傍に置かれた．P と A は，
Cross-polarization を行うために互いに直交する偏光板ペアである．

Commentary

Temporal Characterization of Laser Wake Field Accelerated Electron Beams via Electro-Optic Sampling Technique	cΔτ = Δξ tan θp +L
cos θs1－

K. HuangL－cos θs2 sin θs cos θs Δξ cos2 θs Δξ 2＋
cos θpL cos2 θp L2（2）式（ 2 ）において，L は EO 結晶からプラズマ源出口までの
縦方向の距離，θs はクーロン場の球面波面の接線の入射角である．この式（ 2 ）において，Δτ と Δξ は非線形な関係にあり，実験的な応用は困難であることがわかる．さ
らに検討を進めると，LWFA では，対象が短い時間スケー
ル，すなわち Δ ξ ≪L の関係にある．この制約により，式
図3（ 3 ）で表される非線形関係は，次のように簡略化される：

 ローブレーザーのタイミング遅延を変化させた場合の時
プ
間的マッピング関係の測定［15］．エラーバーは標準偏差を示す．実線は実験測定のフィッティングを示す．破線は式（ 1 ）を用いて計算したものである．また挿入図は，カメラで検出された EO 信号のサンプルを示す．

（ sin θ ）tan θ Δξ

c Δτ = 1+

sin θspp（3）

式（ 3 ）で表される時間的マッピングの関係は，広く使われているモデルに sin θs / sin θp 項を追加しただけのもの

回の実験では，クーロン場はプラズマ源に非常に近い位置で測定され，プラズマの遮蔽効果により，「自由空である．この式は，図 4（b）の破線で示されるように，クー間」の条件は満たされなくなった．そこで我々は遮蔽のロン場が EO 結晶に対して θs の入射角を持つ平面波面を効果を含む Liénard-Wiechert ポテンシャルの数値計算と持つ場合に相当する．破線矢印は計測点へ入射するクーロ

Particle-in-cell（PIC）シミュレーション［15］により，クーン場の伝搬方向を示す．プローブ入射角を θp = 44°とする

ロン場の波面が球状であることを発見した．図 4（a）は，と，式（ 3 ）により計算されるクーロン場入射角は θs ～33°

本実験における概念的な設定を直感的に理解しやすいよとなる．実験では，検出点は（2.2 mm，1.5 mm）であり，

うにプロットしたものである．この実験では，電子ビー
ムは 30 MeV 付近にエネルギーのピークがあった．図 4（a）

θs′ = tan－1（1.5 / 2.2）= 34°の観測角度に相当する．θs ≅ θs′であることから，今後 LWFA に本手法を適用する場合，の挿入図に，電子のクーロン場の2次元等高線が示されて式（ 3 ）が適切な時間的マッピング関係であると判断されいる．クーロン場の波面は，ガスジェットの出口を中心

た．

とした球状であった．

3．2

中程度強度の LWFA における電子バンチの放射タイミング揺動の発見

クーロン場は球面波面であるため，これまで広く使われていた式（ 1 ）で表されるモデルは適用できなくなった．

時間マッピング関係を決定した後，シングルショット

そこで，検出点が光源に非常に近い場合，新たな時間的の電子タイミングモニタリングを実施した．この実験では，マッピングの関係を導き出す必要があった．幾何学的なレーザー強度は I = 7×1017 W / cm2 で，a0 ∼0.57の規格化計算を行った結果，正確な時間的マッピングの関係は［15］：

ベクトルポテンシャルに対応し，a0 = 8.6×10－10 λ0［µm］
I 1 / 2［W / cm2］，λ0 は駆動レーザーの波長である．この実
験では，レーザー強度は比較的低く，弱い非線形波動場が駆動された．この場合は，航跡波が数百マイクロメー
トルまでに伸びる．
今回の実験では，まずヘリウム（He）ガスを使用した．
その結果電子放出タイミングは一般に考えられているよ
うなジッターフリーではなく，タイミング信号の揺らぎ
はプラズマの密度に依存することがわかった．そして，電子放出タイミング信号がショットごとに変動するため，
He ガスでは各プラズマ密度で20データの統計処理を行った．EO 信号の中心点は，単一ピークのガウシアンフィッ
トを行い選定した．このような処理は，バケット内の特定の電子バンチではなく，全ての高エネルギー電子の電場中心位置を考慮すると合理的であると考えられる．プ

図 ４ （a）
 EO 結晶をプラズマ源に極めて近い位置に設置した場
合の電子バンチのクーロン場に対する EO 空間デコードの概念セットアップ［17］．（a）の挿入図は，プラズマの遮蔽効果を考慮した 30 MeV 電子のクーロン場の計算結果である．（b）対象が短い時間スケールである場合，クーロン場
は EO 結晶表面に角度 θs で入射する平面波として考えることができる．

ラズマ密度が 2.2×1019 cm－3 から 3.7×1019 cm－3 に増加すると，電子の平均放出タイミングは 1.4 ps から 0.16 psに変化し［16］，ジッターは 275 fs から 48 fs に減少した．
図 5 において平均放出タイミングは黒い三角形で，標準偏差（ジッター）は影で示した．
35

Journal of Plasma and Fusion Research

Vol.99, No.2

弱非線形レーザー航跡場について，以下の2つの仮定

February 2023

t = 2r2ωp / c 2a

で議論を進める．ⅰ航跡波の最初のバケットには，レー（4）入射遅延時間とプラズマ密度の間には，t ∝ n －5 / 6 のよう

ザー自己収束後の異なるプラズマ密度に対して同じ比率のレーザーパワー P が含まれているという関係がある．

な関係がある．しかし，実験データがべき乗則とすると

P = π r 2 I / 2∝r 2 a2， こ こ で，r と a は バ ケ ッ ト の 横 半 径（図 5 の黒実線），t ∝ n －3.36 となり，フィットした指標は，とある位置での局所レーザー場振幅を表す．自己集束過

このモデルからかけ離れていた．

程はレーザーポンデロモーティブ力と空間電荷力の釣り（B）密度ダウンランプ入射合いであるので，kp r = a（kp はプラズマ波数）となる．

プラズマが縦方向に密度不均一であると考えると，ある位置で ∂k（x, t）/ ∂t = －∂ω（x）/ ∂x という関係が存在する
pr と a のプラズマ密度 ne に対する依存性は，それぞれことになる．レーザーが通過してからある時間 t で，波数3－1/ 3a ∝ n1/
である．ⅱ航跡波のロングテールは線
e ，r ∝ net / ∂x，k0 = ωp / vg，は次のように成長する：kp = k0－ ∂ω（x）
p形モードで動作する．最大航跡場強度は Em = a2E0，ここで E0 = cmωp / e は非相対論航跡場の崩壊強度である．

vg はレーザー群速度である．ダウンランプでは，波数が徐々に増加し，プラズマ波の位相速度 vp = ωp / kp は徐々にプラズマ波（ωp, kp）の中で振動する電子の場合，ラグ減少する．電子の振動速度がプラズマ波の位相速度より

ランジュ座標では，電子の位置は x（t）= x0 + η（t）と書き，
x0は電子が最大速度を持つ位置，η（t）= ηm cos（kp x0－ωp t）

大きくなると入射が起こる．その条件は，vm = ηm ωp = vpで表される．電子の運動方程式は，∂2x（t）/ ∂t2 = ∂2η（t）/ ∂t2あるいは ηm kp = 1 である．したがって，波のある点につ= －eEw / me であり，Ew = Em cos（kp x0－ωp t）は航跡場のいて，レーザーが通過した後に電子トラッピングが起こる 時 間 は：t =（1 / ηm－ωp / vg）/ ¦ ∂ω（x）/ ∂x ¦ と な る． ガp

強さである．最大変位は ηm = eEm / me ωp2 = a2 c / ωp として

ス テ ー ル 部 の 密 度 分 布 が ne′ = ne exp（－x / Ls）で， プ ラ

導出される．ここで我々は「横方向の波動破砕」［18］と「密ズマ周波数は ωp′ = ωp exp（－x / 2Ls）の分布を持つので，度ダウンランプ入射」［19］という2つの基本的な入射方式に関して議論を行う．

t=（A）横方向の波動破砕（ a c － v ）が得られる．v はほぼ c に等しいの

2Ls
ωp

ωp
2

ωp

g

g

で，相対射出時間は次のように書くことができる．

レーザー強度の横方向分布は，プラズマの屈折率の不均一性を誘発，いわゆる「馬蹄形」構造をもたらし，こ（ a －1）2L / c

れは多次元 PIC シミュレーションや実験において一般的

t=に観察されている．ウェーク波の曲率半径が電子振動振

1

2

s

（5）

るのではなく加熱するだけになるが，ここでは電子が航2Ls 2Ls= 2 ∝1 / a2∝ne－2 / 3 とcca
2Ls
いう関係が成り立つ．図 5 の破線は，t +∝ne－0.60 のc

跡波に捕捉された可能性のある位置をすべてカウントす関係にフィットしたものである．密度ダウンランプのスる．最初に砕波が起こる場所は，駆動レーザーの後方でケ ー ル 長 Ls は 484 µm で， 標 準 偏 差 は 55 µm で あ る．

幅より小さくなると，局所的な波のバケットが壊れ始め

こ の 式 を 整 理 す る と，t +る．この方式で起こる砕波は，場合により電子を注入す

lbreak ∼ D / 2 ηm の距離にある（D ＝2r は自己集束後のレーフィットされた指標はダウンランプ入射モデルに非常にザーの横方向の大きさである）．したがって，駆動レーザー

近いものであった．

2

この解析から，中程度強度のレーザー照射の場合，プに対する砕波の時間差は次のように書くことができる．

ラズマの長いダウンランプで相対論的電子の大部分がトラップされる可能性があることがわかった．また電子の入射タイミングは，ダウンランプの急峻さに依存することが分かった．電子放出タイミングのジッターを最小にするためには，相対論的強度（a0>1）の駆動レーザーと制御された注入方式が必要である．

4 ．プラズマ外での時間特性診断にむけた LWFA
電子バンチのコヒーレント遷移放射を用いた
EO デコーディング
電子放出タイミングをシングルショットで測定した最初の実験の後，LWFA からの電子は必ずしもジッターフ
リーではないことがわかった．このため，より高強度なレー
図５

ザーと制御された入射方式により，タイミング変動を最電子タイミングのプラズマ密度依存性の解析．プラズマ密 度 は 左 か ら 順 に｛2.2, 2.4, 2.7, 2.9, 3.1, 3.5, 3.7｝×1019 cm －3 である［16］．EO 信号は純 He ガスから得られたデータ．マルチバンチ構造はプラズマ密度がやや高いときによく観測される．相対的なゼロタイミングの決定は，参考文献［16］に記載されている．

小化できるかどうかの実証実験を行う必要がある．一方，
例 え ば，X 線 自 由 電 子 レ ー ザ ー（X-ray Free Electron
Laser, XFEL）は，ビームライン輸送後に外部アンジュ
レータを通過する電子によって生成され，そこでの電子36Commentary

Temporal Characterization of Laser Wake Field Accelerated Electron Beams via Electro-Optic Sampling Technique	

K. Huang

バンチのタイミングがＸ線パルスのタイミングを決定する．

子の航跡波への入射確率を上げるために，99% の水素

つまり，プラズマの出口直後での電子放出タイミングよ（H2）と1% の窒素（N2）からなる混合ガスを使用した．

りも航跡場周囲のプラズマから十分に伝搬した後の電子

この場合の電子入射は，航跡波の最初のバケットで窒素バンチの相対的なタイミングが利用研究の観点で重要での K 殻電子が電離することにより強制的に行われる（こあると考えられる．

れはイオン化入射と呼ばれる［21］）．中性ガスピーク密

上述の目的に向けて，LWFA 電子による遷移放射に対度 2.16×1018 cm－3 でポインティング揺らぎが 2 mrad よし，EO 空間デコードの実験を行った．この実験は，理り小さな高指向性の電子ビームを生成することができた．

化 学 研 究 所 SPring-8（Super Photon RING-8 GeV） セ

このガス密度は最初の実験より10倍低い．プラズマ密度

ン タ ー に 設 置 さ れ た LAPLACIAN（Laser Accelerationが低くなると，航跡波の非線性効果が大きく抑制される．

PLatform as a Coordinated Innovative ANchor）電子加これも電子ビームが前より安定性が上がった一つの原因

速プラットフォームで行われた［20］．このレーザーシス

であると考えている．

テムは現在，2本のチタンサファイアレーザービームライ

4．
1

LWFA 電子ビームからのコヒーレント遷移放射を用ンを有し，各々の最大パワーは 40 TW（BL1）と 80 TW

いた EOSD によるプラズマ外 7 fs 電子タイミング（BL2）である．BL1と BL2のフロントエンドは共通であジッター計測の実証

るが，最終増幅器とパルス圧縮器を分離し，様々なレー

イオン化入射で発生させた電子バンチと電子発生に用ザーパルス時間・出力の実験条件を可能にしている．今いるレーザーとのタイミングジッター計測を行った．このとき，λ / 2波長板の角度をゼロに設定し，最初の実験

回の実験では BL1を最終増幅行わずプローブレーザーとして使用した．また BL2 はドライブレーザーとして使用と同じように Cross-polarization モードで計測を行った．
λ / 4板を入れる目的は CTR がない場合のプローブレーザー

し，パルス幅は 30 fs，パワーは 50 TW であった．
CTR-EO 測定の実験セットアップを図 6 に示す．SUSに残留する EO 結晶による複屈折を除去するためである．

箔からガスジェットの出口までの距離は 7 cm であり，タイミング分解能は CCD 上で 1.6 fs / pixel であった．連SUS 箔はレーザーの戻り光を防ぐため，少し傾けて設続34ショットの EO 信号の結果を図 7 に示す．EO 信号

置した．この検出方法は電子に対して破壊的であるが，のラインアウトをガウスフィッティングすることにより，

SUS 箔の挿入により，電子バンチの時間情報を持つ CTR

中心位置を決め，この位置の変位分布の標準偏差をタイ

場が遠距離に伝搬しても時間構造を維持し，EO 結晶を適

ミングジッターと定義した．その結果，タイミングジッター

切な位置にセットできるという大きな利点がある．このは 7 fs であった．信号の強度変動は，電子ビームの電荷実験では厚さ 100 µm の GaP 結晶に対して，倍率1の二つ変動によるものであると考えられる．

の OAP で CTR 場の撮像を行った．プローブレーザーのこの結果は，これまでの実験と理論分析［16］から予測

入射角は θp = 27°であった．また CTR パルスは結晶に垂された通りであった．ガスターゲットの設計とガス種の直に入射するため，本実験では時間的マッピング関係と選択により，a0>1 の相対論的高出力レーザーを用いて，して式（ 1 ）を使用した．

タイミング変動が数フェムト秒以下の比較的安定な電子

電子発生には，a0∼1.65 に対応する I = 5.8×1018 W / cm2

ビームを発生させることができた．
4．
2の高出力レーザーを使用した．この強度は，最初の実験

レーザー航跡場加速電子ビームの CTR を用いた EO
空間デコード技術による電子バンチ長の上限評価の 8 倍である．ガスノズルは，入口で密度ピークを持ち，

電子タイミング検出を行う場合に使われている Cross-

穏やかなダウンランプを持つように設計されている．電polarization 方法では，信号強度は電場密度と2次関係（Isig∝E THZ2）を持つため，電場の極性情報がなくなってしまう．ここで ETHz は結晶に印加される外部電場を表す．しかし，電子バンチ幅を評価するために，THz 電場の極性と包絡線情報（あるいは位相情報）が必要となる．
そこで，我々は Near-cross-polarization［11］を用いた測定を行なった．実験中に，Cross-polarization の状態で，

図6

コヒーレント遷移放射光を用いた電子バンチ時間計測実
験のセットアップ［20］．DL: ドライブレーザー，PL：プ
ローブレーザー，GJ：ガスジェット，e－：電子バンチ，
SUS： ス テ ン レ ス フ ォ イ ル，OAP: Off-axis-parabolic
gold mirror; DM: Delay module; Ag M: 銀ミラー ; CCD:
Charge coupled device; EO: EO 結 晶；P と A は 互 い に直交する偏光板ペア；λ/2は800 nm の半波長板，λ/4は800 nm の1/4波長板．

図73734シ ョ ッ ト の EO 信 号［20］．Cross-polarization セ ッ ト
アップによる信号である．

Journal of Plasma and Fusion Research

Vol.99, No.2

February 2023

λ / 2 板を 2°回転させた．位相遅れが小さい場合，EO 信号された．また，プラズマの外で電子バンチの通過タイミ

図 8 は，典型的な Near-cross-polarization EO 信号をる際に生じるコヒーレント遷移放射光（CTR）に対して

ングと時間幅を測定するために，電子が金属箔を通過す

は電場にほぼ比例する（Isig∝ETHz）．

表す．メインピークを直接ガウスフィットすると，RMS

EO 空間デコード法を適用した．相対論的高強度レーザー（Root Mean Square）
で 40 fs という結果になった．しかし，と混合ガスターゲットを用いた場合，レーザーと電子ビー

この値は本来の電子バンチの時間幅ではない．その理由

ムの相対ジッターは，7 fs であり，予測通り低ジッター

としては：i）CTR 電場が結晶中で吸収される，ii）プロー

であることを実証した．そして初歩的な計算と測定から，

ブ レ ー ザ ー は 群 速 度 分 散（Group Velocity Dispersion,

電子バンチの持続時間は数十フェムト秒以下であることGVD）により時間方向に広がる，iii）EO 係数は周波数が示唆された．本研究により LWFA における電子時間情に依存する，iv）CTR 電場の周波数組成は検出位置から

報のリアルタイム診断としての EO サンプリング技術のCTR 電場の中心までの距離に依存する，からである．ま

有効性が示された．

たこの実験では，CTR 電場の中心は CCD の視野に入ら謝なかった．正確な電子バンチの形状は再現できなかったが，

辞バンチ持続時間の上限を推定することができた．そして本研究を進めるにあたり，佐野雄二博士，熊谷教孝博

信号の主ピーク付近では，振動が観測された．この振動士の激励をいただき感謝いたします．神門正城博士のごは，CTR 電場がかなりの高周波成分を持つ場合に，吸収指導に感謝いたします．実験に参加した小瀧秀行博士，と EO 係数の周波数依存性が招いた結果である．数値計

森道昭博士，林由紀雄博士，中新信彦博士，大東出博士，

算の結果，この振動は電子バンチ時間が 50 fs 以上であれ

酒井泰雄博士，金展准教授，細貝知直教授にお礼申し上

ば起こらないことがわかった．つまり，我々の測定と計

げ ま す． ま た，LAPLACIAN プ ラ ッ ト フ ォ ー ム の 構 築

算から控えめに見積っても電子バンチの時間は 50 fs 以下については兒玉教授に感謝いたします．本研究は，内閣といえる．

府科学技術・イノベーション会議 ImPACT プログラム，

今後は，時間分解能を高めるために，CTR 電場の中心

JST- 未来社会創造事業（助成番号 JPMJMI17A1）によ近辺の時間検出を行う予定である．信号強度は CTR 場

り進められました．著者は，日本学術振興会科研費若手の強さに関係するため，このような方法を用いて電子バ

研究者支援（番号 JP21K17998），QST 理事長ファンド（萌ンチのピーク電流を計測することができ，コンパクトな芽的研究）の支援を受けました．

LWFA 駆動 XFEL の実現が期待できる．

参考文献

5 ．まとめ［ 1 ］D. Strickland and G. Mourou, Opt. Commun. 56, 219(1985).
［ 2 ］R. Kodama et al., Nature 418, 933 (2002).
［ 3 ］P. Gibbon and E. Forster, Plasma Phys. Control.
Fusion 38, 769 (1996).
［ 4 ］米田仁紀：“Warm Dense Matter 物性．”プラズマ・核融合学会誌 81, 172 (2005).
［ 5 ］T. Tajima and J. M. Dawson, Phys. Rev. Lett. 43, 267(1979).
［ 6 ］A. J. Gonsalves, et al., Phys. Rev. Lett. 122, 084801(2019).
［ 7 ］W. T. Wang, et al., Phys. Rev. Lett. 117, 124801 (2016).
［ 8 ］W. Wang et al., Nature 595, 516 (2021).
［ 9 ］J. Shan et al., Opt. Lett. 25, 426 (2000).
［10］X. Yan et al., Phys. Rev. Lett. 85, 3404 (2000).
［11］B. Steffen et al., Phys. Rev. Accel. Beams 12, 032802(2009).
［12］Y. Okayasu et al., Phys. Rev. ST Accel. Beams 16,052801 (2013).
［13］W. Wang et al., Phys. Rev. Accel. Beams 20, 112801(2017).
［14］Q. Tian et al., Phys. Rev. Accel. Beams 23, 102802(2020).
［15］K. Huang et al., Sci. Rep. 8, 2938 (2018).
［16］K. Huang et al., Phys. Rev. Accel. Beams 22, 121301(2019).
［17］K. Huang et al., Crystals 10, 640 (2020).
［18］S.V. Bulanov et al., Phys. Rev. Lett. 78, 4205 (1997).

LWFA に EO 空間デコード技術を導入し，電子バンチの時間情報をシングルショットで測定した．電子放出時間を非破壊で実時間モニターするために，電子のクーロ
ン電場を測定した．その結果，発生点近くで計測する場合，
電子バンチのクーロン場は球状波面を持つことが判明し，従来知られていた空間 – 時間マッピングの関係式を修正した．また，非相対論強度のレーザーを使用した場合，
プラズマ密度依存的な電子放出タイミングの変動が観測

図8

Near-cross-polarization セ ッ ト ア ッ プ か ら の シ ン グ ル
ショット EO 信号［20］．電界の負の部分が観測された．メ
インピーク付近で振動していることから，電子バンチの持
続時間の上限は数十フェムト秒であることがわかる．

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Commentary

Temporal Characterization of Laser Wake Field Accelerated Electron Beams via Electro-Optic Sampling Technique	［19］S. Bulanov et al., Phys. Rev. E 58, R5257 (1998).
［20］K. Huang et al., Appl. Phys. Express 15, 036001(2022).
［21］M. Chen et al., J. Appl. Phys. 99, 056109 (2006).

H u a n g

黄K. Huang

K a i

開1988年11月生まれ．2010年北京大学理学部物理学科卒．2015年中国科学院大学大学院
光学系博士課程修了，博士（理学）．現在，
量子科学技術研究開発機構関西光科学研究所主任研究員．レーザー航跡場加速，電子バンチ時間特性評
価，高強度レーザー駆動 X 線源等の研究に従事．日本物理学会会員．2022年日本物理学会若手奨励賞受賞 .

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