J. Plasma Fusion Res. Vol.92, No.3 (2016)２
１８‐２２０講座

はじめてみよう！高エネルギー密度プラズマ計測
Introduction to High Energy Density Plasma Measurement

１．はじめに
1. Preface for Introduction to High Energy Density Plasma Measurement
重森啓介
SHIGEMORI Keisuke
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９月１
７日）

１．
１ はじめにのために必要な計測のスペックを思い描くこととします．

いまこの原稿を書いている８月下旬，北京では世界陸上

本講座は７章で構成され，第２章では典型的な高強度レー大会が行われています．テレビ中継を見ていると，陸上競

ザー生成プラズマ実験の要点を示し，３章以降で高エネル

技でも様々な画像計測等が駆使され，その記録や判定に有ギー密度プラズマの典型的な例を示しつつ，わかりやすい

効利用されてことに気が付きます［１］．陸上競技はたくさ

具体例を下地に解説を行います．

ん の 種 目 が あ り ま す が，100 m 走 の よ う な 短 距 離 で は１．
２ 高エネルギー密度プラズマとは？

1/1000 秒の争いという過酷な世界です．こういった記録を追い求める陸上選手も大変ですが，この記録を正確に計測「高エネルギー密度科学」や「高エネルギー密度物理」とし，解析・処理することは非常に重要な仕事です．選手たいった領域は既に確立された感がありますが
［２］
，まずは

ちが一所懸命に努力しても，ちゃんと計測ができていない

この講座で扱う「高エネルギー密度プラズマ」とは何か？

とせっかくの記録が台無しになってしまうからです．

という話からはじめましょう．エネルギー密度という言葉

このような陸上競技と実験は似ているところがありまを単純にあらわすと，単位体積，単位質量あたりのエネル

す．プラズマ実験の場合を考えてみても，準備を丹念に行ギーという意味で「J/m3」「J/kg」という単位になります．

い，綿密な条件出しで理想的なプラズマが作れたとしてこれらのそれぞれの単位をわかりやすく言いかえると，前も，肝心の計測や記録を失敗してしまうと全くの無駄骨に者は圧力，後者は内部エネルギーといったものになりまなります．特にこの講座で述べる高エネルギー密度プラズ

す．しかしながら，高エネルギー密度プラズマで扱うのはマ実験では，単発現象であり繰り返しが効きにくいところ

ごく短時間の現象であり，「単位時間当たりのエネルギーがあるので，「一発勝負」という側面があります．よって，密度」が実際には重要な指標となります．また，短時間の計測に関して事前に詳しく検討しておくことが，実験全体現象であるがゆえ，体積ではなく面積当たりのエネルギー密の成功の鍵を握ることになります．すなわち，「実験のた度で換算する方が現実的です．ゆえに「W/m2」，「W/cm2」

めの計測」であると同時に「計測のための実験」という姿という尺度で評価すればいいことになります．なお，高エ勢で臨むのが正しいかもしれません．これは一般的な実験

ネルギー密度プラズマの分野では，その歴史的経緯から純に言えることで，高エネルギー密度プラズマ実験に限った

粋 MKS ではなく，上記の「W/cm2」のような MKS と CGS話ではありませんが…

が混在した奇妙な単位が使用されることが多く，国際的なとはいうものの，こういった計測のことを検討するにあ論文でもこの単位表記が基本です．本来は MKS 単位系をたって，何から考え始めればいいのか，どういった準備を使用すべきですが，本講座ではこの単位を便宜的に使用ししなければいけないのか等，具体的な材料や数値が必要でます．
本講座で取り扱う高エネルギー密度プラズマは，高強度す．ここではまず高エネルギー密度プラズマの特徴と，そInstitute of Laser Engineering, Osaka University, Suita, OSAKA 565-0871, Japanauthor’s e-mail: shige@ile.osaka-u.ac.jp

２１８!2016 The Japan Society of Plasma
Science and Nuclear Fusion ResearchLecture Note

図１

1. Preface for Introduction to High Energy Density Plasma Measurement

K. Shigemori

本講座の各章で取りあげる高エネルギー密度プラズマの（a）
温度・密度分布および（b）
その計測の空間・時間スケール．

パルスレーザーやパルスパワー装置を用いて生成されま間・時間スケールを示します．図１の２つのグラフを見比す．このような装置で得られるプラズマが，一般的に「高」べると，各々のプラズマがどのような描像をもつのか，そエネルギー密度状態のプラズマということになります．例の特徴を得ることができます．

えば，レーザーの場合で考えてみると，照射強度が低い領

本講座では，第２章にレーザー生成プラズマ計測のイン域では物質にレーザーを照射しても反射や透過，吸収されトロを行ったのち，典型的な実験系として本講座で挙げる

るのみでプラズマ化は起こりません．プラズマが発生する

５つの実験例に沿って内容を説明します．

強度は照射強度（単位面積当たりの強度）で決定されます
が，おおよそ 109〜1010 W/cm2 の領域で起こりはじめます第３章

高エネルギー密度物性計測ので，これ以上のレーザー強度で発生するプラズマ，そし高強度レーザーの照射によるアブレーション圧力によってそのプラズマによって生成する状態が高エネルギー密度て発生する超高圧力状態の物性を計測する．固体領域に近プラズマとして扱うことになります．もちろん，このレー

く，温度は低く密度は高い．圧縮するレーザーのパルス幅

ザーの照射強度を変化させるとプラズマの状態も変わり，は，典型的にはナノ秒レーザーであるが，高圧力下での相照射する物質によっても多彩な状態が得られます．

転移の時間スケールはピコ秒，空間スケールも原子間距離ほどになる．
第４章

１．
３ 本講座で扱うプラズマの領域・特徴

パルスパワープラズマ計測

このような高いエネルギー密度をもったプラズマについパルスパワー装置を用いることにより，Warm Denseて，この講座では高強度レーザーやパルスパワー装置を用

Matter 領域の物性などを計測する．他のレーザー生成プラ

いたいくつかの典型的な実験について，そのパラメータにズマと比較して時間・空間スケールがやや大きく，温度やおける計測に関して述べます．もちろん，高エネルギー密密度は後述の宇宙プラズマ実験に近い領域となる．

度プラズマの実験はこの講座で述べる内容のものだけでは第５章

レーザー宇宙プラズマ計測

ありませんが，典型的なプラズマパラメータのほとんどが

宇宙プラズマ自体は非常に広いパラメータ領域をもつ

埋め尽くされています．図１（a）に本講座の各章で述べるが，ここでは主にナノ秒レーザー照射による高速プラズマ

高エネルギー密度プラズマの温度・密度分布を示します．

流に関わる計測を扱う．レーザー生成プラズマの中では比本講座では，典型的な５つのタイプの実験に的を絞ってい較的低密度領域であり，時間空間スケールもパルスパワー

ます．レーザーやパルスパワー装置で得られるプラズマ

生成プラズマに近い．

は，その装置スペックや実験条件で決定され，とても広い

第６章

慣性核融合プラズマ計測

範囲に亘っていることがわかります．例えば，相対論プラレーザー照射によって得られる爆縮プラズマのうち，核ズマのような高速電子・イオンと高エネルギー密度物性で融合反応が起きる最大圧縮に近い状態を計測する．温度・扱う固体状態では，温度で約１０桁の違いがあります．また，

密度ともに高く，時間スケールや空間スケールは小さいと密度でも全体を通してざっと数桁は開きがあります．

いう特性をもつ．
第７章

もう一つ違う視点として，これらのプラズマの時間・空相対論プラズマ計測

間スケールが挙げられます．前述の通り，高エネルギー密

ピコ秒オーダー以下の時間スケールの超高強度レーザー

度プラズマは非常に短い時間，微小な領域で起こる現象をによって生成するプラズマの計測．このようなプラズマ

追うことが必須なので，どれくらいの空間・時間スケール

は，その電子が光速を超えるほど温度が非常に高く，レーを持つのかを理解しておく必要があります．図１（b）にそ

ザーのパルス幅と同様に時間スケールが短いことが特徴．

れぞれの章で扱う高エネルギー密度プラズマの典型的な空
２１９

Journal of Plasma and Fusion Research Vol.92, No.3 March 2016

以上のように，それぞれの実験で得られる特徴的なプラ

いて，高エネルギー密度プラズマの実験を始めようとする

ズマの条件より，それに対応する計測に関する要求事項が方々を対象にしています．実験の中でも計測に焦点を絞

浮かび上がってきます．

り，実験前に知っておくべき事柄について，典型的な５つ

表１に各章で扱われる予定の計測に関する一覧を示しまの実験を例として取り上げ，その道のプロに極意を伝授しす．表の左側より用いられる計測法（やり方），計測対象ていただきます．本学会誌の講座の想定購読者として，こ（そのプラズマのどのような物理パラメータを計測するのの分野の大学院生の初学者を想定しています．また，高エか），計測器（どういうハードウェアを使用するのか）を示

ネルギー密度プラズマの理論・シミュレーションを主体としています．表１に示される計測法の数々は，先人の努力して研究している非実験系の方々，さらにパラメータは少によって確立されたものですが，この計測法と計測器の組

し違うプラズマ実験を行っている研究者にも是非とも読ん

み合わせが，観測したいプラズマの対象パラメータ（温度，でいただき，研究の幅を拡げる一助になれば幸いです．

密度，磁場…）およびその空間・時間スケールが最適であ

参考文献

ることが重要です．

［１］例えば，http://www.nishi.com/catalogue/stadium/ index̲f.html#84［２］プラズマ・核融合学会誌 88 別（２
０
０
５）
．

１．
４ 本講座のねらい
この講座では，高強度レーザーやパルスパワー装置を用
表１

本講座で扱われる様々な計測法の例．

計測法
計測対象
計測器
パラメータ領域
計測スケール
レーザードップラー速度 ショック速度，粒子速度，
速 度：0.1−10 km/s，圧ストリークカメラ
0.1〜10 ns，数 100 μm
干渉計
および圧力など
力：数 GPa−1 TPa 以上
放射輝度温度計
プランク温度
ストリークカメラ
数 1000 K−数万度
0.1〜10 ns，数 100 μm
３章
結晶分光器，イメージン
フェムト秒−ナノ秒，数
その場 X 線回折
結晶格子間距離など数Å
グプレート
100 μm
フェムト秒−ナノ秒，数結晶分光器，イメージン
数Å
その場 X 線散乱
短周期構造，配位数など
100 μmグプレート
プラズマへの電磁エネル 分 圧 器（抵 抗 型，容 量
電圧・電流計測
1〜1000 ns，〜cm
ギー入力型），Rogowski Coil
荷電粒子束
バイアス回路，電源
mA〜kA
1〜1000 ns，〜cm
４章 ファラデーカップ
荷電粒子の質量・エネル 荷電粒子の比電荷とエネ トムソンパラボラ型分析
１００keV〜MeV（Ion）〜100 μm
ギー分析
ルギースペクトル器
干渉計測
プラズマの密度レーザー，CCD カメラ
波長に依存〜100 μm
可視干渉計測，シャドウ
1−10ns，数 mm（分解能電子密度，密度変化
可視 CCD，ICCD カメラ 密度 1017−19 cm−3
グラフ，シュリーレン
〜100 μm）
電子密度，電子温度，イ
温 度 1−1000 eV，
１−10 ns，数 mm（空 間可視トムソン散乱
オン温度，電離度，ドリ ICCD カメラ
密度 1017−19 cm−3
分解能〜数 10 μm）
フト速度
５章

可視自発光計測

電子密度，電子温度

ICCD カ メ ラ，可 視 ス ト 温度 1−100 eV，
リークカメラ
密度 1017−20 cm−3

Proton Imaging

電場，磁場

RCF，CR39

磁場 1−100 T，電場〜100<100 ps，数 mm−数 cm
kV/m-MV/m

磁気プローブ，オシロス
磁場＞0.001 T
コープ
温度 1-100 eV，
X 線ストリークカメラ，X
密度 1022−23 cm−3
X線自発光計測，X線バッ
爆縮コアダイナミクス
線フレーミングカメ
クライト計測温度 1−10 keV，ラ，X 線 CCD カメラ
密度１
０22−24 cm−3
飛行時間法，エネルギー
核反応性能（１次中性子
シンチレータ，放射化検
温度
1−10
keV，
６章
分解 他
イールド）
出器，飛跡検出器
密度 1022−25 cm−3
磁気プローブ1−10 ns，数 mm（分解能〜100 μm）

磁場〜数 us，数 mm 程度〜数 ns，数 100 μm< 100 ps，数 10 μm

飛行時間法

イオン温度

シンチレータ他

温度 1−10 keV，
密度１０２２−25 cm−3

< 100 ps，数 10 μm

TOF 法

主燃料 !!

散乱中性子カメラ

温度 1−10 keV，
密度 1022−25 cm−3

< 100 ps，数 10 μm

Laser-driven proton
deflactometory
７章
Laser-diriven proton
shadowgraphy &radiography

磁石，空間分解型イオン using MeV〜10 MeV pro1D observation of the
計 測 器 等（た と え ば ton beam (〜１０8) V/m,<mm（lateral），〜ns
transient E- field or B-field
MCP，single layer 固体飛 注）depends on protonin the plasma
beam energy
跡検出器）
using MeV〜10 MeV pro０8) V/m，エネルギー空間分解型イ ton beam (〜１
2D observation oftransient E-field or B-field オン計測器（たとえば固 注）depends on proton <mm（transverse），〜ns
体飛跡検出器のスタック） beam energy and density
in the plasmaof the plasma

２２０J. Plasma Fusion Res. Vol.92, No.3 (2016)２
２１‐２２５講座 はじめてみよう！高エネルギー密度プラズマ計測

２．レーザー生成プラズマ計測の第一歩
2. Introduction to Measurements of Laser-Produced Plasmas
重森啓介
SHIGEMORI Keisuke
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
０月８日）

高強度レーザーを物質に照射することにより，極めて高い温度・圧力のプラズマを得ることができます．このような状態のプラズマは，照射するパルスレーザー光の時間スケールほどの非常に短い時間内での現象です．
この短時間で刻一刻と変化する微小なレーザー生成プラズマは，その性質に則った計測を行う必要があります．
この章では，このレーザー生成プラズマの特徴を計測という観点から要点をまとめ，高強度レーザーで生成する
高エネルギー密度プラズマの特徴，そしてその計測の概要を示し，この章に続くいろいろな高エネルギー密度プ
ラズマ計測への導入を行います．
Keywords:
high energy density plasmas, resolution, high-intensity laser, ultrafast phenomena

２．
１ はじめにレーションとして質量が噴出します．これらがバランスし本講座では，高強度レーザーやパルスパワー装置を用いて定常状態になります．

て得られる高エネルギー密度プラズマ計測に関して，次章

図１に，ごく一般的なナノ秒レーザーを固体ターゲット

よりその具体例を通して記述を行います．その前の導入とに照射した場合の，ターゲット深さ方向の密度・温度の空して，この章では全体を通して共通性の高い事項である高間分布の一例を示します．初期の固体ターゲットは常温で強度レーザー生成プラズマ計測の基礎から紹介を始めまあり（左側），そこに高温で比較的低密度なプラズマ（右す．ここで述べるレーザー生成プラズマの計測自体につい側）ができることから，高温で低密度のプラズマが低温でては，その概念・考え方や基本的な手引きがその他一般的

高密度な部分を「押す」かたちとなります．

な実験の計測と全く違うというわけではありません．ただここで重要なのは，縦軸と横軸のスケールです．まず温し，高強度レーザーで得られる高エネルギー密度プラズマ

度だけを見てみると，レーザー照射前のターゲットの温度

は，計測対象として様々な特徴があり，それを念頭に置いは室温ですが，レーザー照射によって得られるプラズマのて考える必要があります．高強度レーザーやパルスパワー

温度は 1 keV（１０００万度）を超える高温状態となります．密装置による高エネルギー密度プラズマ計測は続く章で具体度に関しては，ターゲット内部は固体密度であり，アブ的に述べられますが，まずはこの高エネルギー密度プラズ

レーション方向に指数関数的に密度が下がり，後述の通り

マに初めて触れる方を想定し，実験を行う前段階としての真空の状態に囲まれています．このように温度・密度の値「準備運動」から始めてみることにします．

は１０桁以上も隔たりがあることになりますが，横軸の空間
スケールはおおよそ 1 mm 以下という非常に狭い領域で２．
２ レーザー生成プラズマの特徴

す．すなわち，この極端な状態の変化がごく小さな領域に

ここではレーザー生成プラズマについて，計測という観凝縮していることになります．さらに，この状態はレー点でその特徴を見ていきましょう．レーザーポインターのザーのパルス幅（〜10−9 s）以下のスケールで刻一刻と変ような比較的弱いレーザーを物質に当てると，その光は反化します．

射・散乱をうけ，透明な物質であれば透過します．しかしこのような特徴を全く考慮に入れずに何の工夫もなく計ながら，強度がどんどん上がっていくと，物質表面から電測してしまえば，このレーザー生成プラズマは単に「強く離，すなわちプラズマ化が起こり，そのレーザー光の波長光っている小さな物体」としか判断できません．図１はあで決定される電子密度の点で強い吸収が起こります．吸収くまで典型的な例であって，実験の条件によってはこのよされたレーザーのエネルギーは，電子熱伝導などを介してうな理想的な形状のプラズマでない場合もあり，未知の状ターゲット方向と外方向に輸送されます．ターゲット内部態であることもしばしばです．すなわち，レーザーの照射には強い圧力が衝撃波によって伝播し，外方向にはアブ条件やターゲットの種類，形状などで無限のパターンを創

Institute of Laser Engineering, Osaka University, Suita, OSAKA 565-0871, Japanauthor’s e-mail: shige@ile.osaka-u.ac.jp

２２１!2016 The Japan Society of Plasma
Science and Nuclear Fusion Research

Journal of Plasma and Fusion Research Vol.92, No.3 March 2016

図１

典型的なレーザー生成プラズマの温度・密度構造．

り出し，これを正確に計測するのがレーザー生成プラズマの実験ということになります．このバラエティに富んだ条

図２

件下での微小な速い変化を追うことが，レーザー生成プラ
ズマ計測にあたって困難な点であると同時にチャレンジン

得たい情報によって物理パラメータを「分解」して計測するいくつかの例．上より時間分解，波長（スペクトル）分
解，空間分解．

グな研究テーマと言えましょう．
までの積算した値となるため，いくら素晴らしい空間分解

２．
３ レーザー生成プラズマをどう測るか？

計測を行ったとしても，時間変化が激しい条件であれば無このような小さくて速く変化するレーザー生成プラズマ

意味なデータとなります．これを解決するために，空間分がどういう物理量を持つのか，という答えを実験的に得る

解と時間分解の両方の機能をもった計測法・計測器を適用ためには，その小さい・速いという特徴から紐解くことがしたり，複数の計測器を同時に使用することによって情報必要になります．まず「小さい」というところに対応するを多面的に取得するアプローチが取られます．

のはプラズマの微小な空間方向の分布を得ることです．すなお，ここで空間分解や時間分解などの性能を示す指標

なわち，ある物理量を空間の関数として得ること，言い換

は「分解能」と定義されます．測りたいプラズマの時間・えると空間方向に情報を「分解」して計測することになり空間変化のスケールなどと比べて，この分解能が十分に小ます．プラズマのサイズが小さいことと同じように，そのさいことが必要条件となります．そうでなければ，分解能時間変化が速いことも考慮すると，時間方向にも情報を分の悪い「ぼやけた」結果になります．レーザー生成プラズ

解して計測しなければならないことになります．

マは小さくて速い変化を示すがゆえに，適正な分解能を

これらレーザープラズマの基本的な特徴を得たうえで，もった計測系を使用することが必須であり，さらにこの分

もう少し情報量が欲しくなるかもしれません．プラズマか解能を上げることが計測という観点では最も重要な研究課

らの発光の波長の分布を求めたいのであれば，波長方向に題の一つになります．

情報を分解する必要があります．また，発生する電子など

２．
４ レーザー生成プラズマの実験環境のエネルギーの分布を得たいのであれば，同じようにこれらを分解して計測することになります．図２にレーザー生

次に上記のようなレーザー生成プラズマの実験環境を見

成プラズマ計測の概念図を示します．空間分解を行う場てみましょう．ここではごく典型的な例：高強度レーザー

合，それはすなわち像（Image）を得ることになります．こを集光レンズで固体ターゲットに照射し，プラズマを生成のためには，例えば可視光であればレンズなどの光学系がする実験を想定します．実験に関してまず留意しなければ用いられます．時間分解については様々な手法があります

ならないことは，ターゲットは真空中でレーザーに照射さが，プラズマからの電流を電気信号としてオシロスコープ

れることです．高エネルギー密度状態のプラズマを生成すで測るようなものが挙げられます．波長分解については，るような高強度レーザーはすなわち強い電場をもつ電磁波

プリズムなどの分光器を用いることが考えられます．こうであるので，大気中で集光するとブレークダウン（絶縁破

いった連続したある物理量を「定量的」に得ることは，計壊）を引き起こし，ターゲット上に集光するまでにエネル

測全般として重要な課題となります．

ギーを失ってしまいます［１］．このため，実験には真空容

もう一つここでポイントになるのは，上記のうちの一つ

器がハードウェアとして必要となります．この真空条件下のみの分解（計測）を行っても，多くの場合はそのレーでの実験環境というのが，計測技術のポイントになりま

ザー生成プラズマの情報量として十分でないことです．例

す．

えば，プラズマの発光の綺麗な像（２次元像）をレンズな

図３に大阪大学レーザーエネルギー学研究センターの激どによって得たとしても，時間分解ができていなければ

光 XII 号の照射用真空容器の写真を示します．真空容器にレーザー照射中のプラズマの変化はわかりません．すなわ

関しては，計測だけでなくレーザー光の集光に関しても考ち「時間積分」の像となり，レーザー照射の最初から最後

慮に入れないといけないため，その大きさや形は装置に２２２

Lecture Note

2. Introduction to Measurements of Laser-Produced Plasmas

K. Shigemori

う場合もあります．この際はレンズやピンホールの代わりに，分光器（結晶，回折格子，プリズムなど）を用いることになります．レーザー生成プラズマにおいては，可視光
や X 線などの電磁波以外にも荷電粒子や電子，中性子なども計測対象になります．その場合も，「像」として計測を行うのであれば考え方は同じです．
これら必要な光学系の一部（または全部）は真空容器中に配置されます．正確な光軸調整（アライメント）を行う
ために，固定だけでなく調整のための駆動機構を備える必要があります．これらの調整は真空中で行う必要な場合もあれば，大気中で調整を行った後に真空引きを行う場合もあります．これらの手順も考慮の上，実際に必要な機器を設計・設定することが重要です．

図３

２．
５ レーザー生成プラズマの計測法と計測器

大阪大学レーザーエネルギー学研究センターの激光 XII 号のターゲット照射用真空容器（ターゲット室 I）．

レーザー生成プラズマは，密度・温度の高い領域では可視光や X 線などの発光量（放出量）が充分に多いため，そよって様々です．この写真の真空容器の場合，激光 XII 号

れらを直接計測することによって必要な物理量を得ることの１２本のビーム（直径 30 cm）が正１２面体に照射される配ができます．レーザー生成プラズマより放出されるのは，位になっているため真空容器は球状となり，焦点距離や入可視光や X 線などの電磁波のほか，電子やイオン，中性子射レーザーのビームサイズでその大きさがほぼ決まってきなどの粒子もあり得ます．これらの直接計測のみで得られます．この真空容器の中心にレーザー光が集光し，プラズ

る物理パラメータとしては，プラズマの温度・スペクトル

マが生成します．真空容器の大きさは直径約 2 m 弱ですのなどが代表例として挙げられます．このような計測法は自で，写真にある計測器用のフランジに計測器を装着し，約発光計測，また後に説明する計測法との対比で受動的計測

1 m 先のプラズマを観測することになります．この真空容と呼ばれることがあります．

器はかなり大きいように感じますが，米国ローレンスリバ

一方で直接観測が難しい状態，すなわち比較的低温またモア研の NIF（国立点火施設）の真空容器は直径が 10 mは低密度状態のレーザー生成プラズマを計測しようとするという更に巨大なものです［２］．

場合，そのプラズマ自身からの直接計測では，充分な信号

この真空中で得られる高エネルギー密度プラズマは，前量が得られない場合があります．このような場合に威力を述の通り「微小な」ものであるため，空間分解計測（像計

発揮するのが能動的計測です．図４に典型的な配置図を示測）を行う際は，この環境下で像を拡大することを念頭にします．計測対象のプラズマとは別に光源を導入し，その置くことが必要になります．ここではまず，可視光を計測

光源とプラズマを相互作用させることによりプラズマの物することを考えてみます．像を拡大するやり方として，顕理量を計測するものです．

微鏡と望遠鏡の２つがあります．顕微鏡は近くの微小なもこの手法は，レーザーでプラズマを生成（ポンプ）し，別のを拡大する，望遠鏡は遠くの大きなものを拡大するといの光源で測る（プローブ）ということで「ポンプ・プロー

う役目がありますが，レーザー生成プラズマの計測の場合ブ法」と呼ばれます．計測対象となるプラズマのパラメーはどうでしょうか？

計測となる対象物は夜空の星ほど遠タや物理量の種類によって，プローブの種類は様々です．

くにあるわけではありませんので，レーザー生成プラズマ

プローブ源としては，レーザーのような可視光のほかにもの直近に顕微鏡のようにレンズを置きたいところですが，

X 線や粒子線などが用いられ，その相互作用に関しても反生成するプラズマやデブリ（破片）の影響があるため，あ射や散乱，吸収などが挙げられます．このポンプ・プロー

まり近くに置くとダメージが入ってしまいます．ターゲッ

ブ計測は，前述のプラズマからの放出物を利用した計測とトとの安全な距離は装置に依存するところがありますが，の対比から，能動的計測と呼ばれることがあります．得た焦点距離の短い顕微鏡用の対物レンズを置くのは一般的にいプラズマのパラメータによって組み合わせ方が非常に多難しい距離です．よって，ある安全な距離をおいて最初のく，この選択や利用する相互作用をうまく考えるところが結像レンズを置くことになります．このレンズで結像され計測の難しいところであり，逆に新しいアイデアを大いにた像をさらに別のレンズ等で計測器（検出器）まで転送す発揮できる部分でもあります．
図４のポンプ・プローブ計測の例では，プラスチック薄るのが一般的です．
上記は光学計測の場合ですが，X 線などの場合も同様

膜ターゲットにレーザー光を照射して加速させ，その軌跡で，結像系をどこにどのように配置するのかがポイントにを観測する配置を示しています．この実験の場合，観測しなります．X 線の場合，その扱いやすさと構造の簡便さかたいターゲットの横に金属ターゲットを配置し，両方のら，ピンホールがよく使用されます．また，画像計測（空ターゲットに同時にレーザー光を照射することにより，金間分解計測）のほかに，波長分解（スペクトル分解）を行

属ターゲットから発生するレーザープラズマ X 線を「プ２２３Journal of Plasma and Fusion Research Vol.92, No.3 March 2016に比べてプローブ光の時間幅を非常に短くすることにより，プローブ光の時間幅・タイミングにおける瞬間的な状態（スナップショット）を得ることが出来ます．この場
合，１回の実験で１つのタイミングでしかデータが取れな
いという難点はあるものの，高価な時間分解計測器が不要であることから，繰り返し頻度の高い装置での実験では有効な手段になります．近年ではフェムト秒クラスの超短パ
ルスのプローブ光源が使用できる環境にあるため，時間分
解計測器を用いるよりも高い時間分解能を得ることができることから，ポンプ・プローブ計測の新たな主流になりつつあります．

２．
６ データの取得と解析
図４

以上のような実験・計測を行い，実際に「データ」としポンプ・プローブ計測の一例．プローブ光を X 線としてターゲット平板を加速させた場合の影絵像を X 線ストリー
クカメラで計測したときのデータ例（空間１次元，時間分
解計測）．

て結果を取得しなければなりません．すなわち記録装置が必要となります．ひと昔前は写真（画像）をフィルムで記録していましたが，いまやデジタルカメラやスマートフォ

ローブ」として使用します（図では詳しく書いていません

ンで写真を撮影する場合には，CCD などの記録デバイスをが，ちょうどプローブ光の上流側に金属ターゲットが置か用いることが一般的です．これは実験現場でも同様で，電れていると想像してください）．ここでは X 線をプローブ

子的な記録デバイスが主流となっているため，データはデ光としていて，そのプローブ光 X 線をプラスチック薄膜がジタルデータとして保存されます．電子デバイス以外で吸収するという相互作用を利用しています．すなわち透過「生き残っている」貴重な例としては，イメージング・プ

率の高い＝密度の薄いプラズマは X 線強度が高く，逆に透レート［４］や CR-39 などの固体飛跡検出器［５］が挙げられ過率の低い＝密度の濃いプラズマは強度が低くなるため，ます．これらも読み取り装置を介して最終的にはデジタル

ちょうど「影絵」を観測していることになり，その影絵のデータとして保存され，数値データとして解析されること位置からターゲットの位置を得ようとするものです．

になります．

ここではレーザー照射によって加速する状態，すなわちここまで書くと，データ取得はとても簡単で，解析もパターゲット位置の時間変化を得ようとすることが目的であソコン上でササッと出来てしまうように錯覚してしまいまり，そのまま透過 X 線像を X 線フィルムなどで計測してしすが，このデータ取得から解析は実験全体の「締め」のとまうと時間積分像になってしまうため，まったく意味をなころであり，ここが研究そのものの価値を決定するところしません．前述の通り，観測するプラズマは非常に短い時です．解析自体はここで述べる内容ではありませんが，ポ間スケールで変化するため，その変化を追うためには時間イントとしては実験で得られるデータを見ながら「解析に分解計測が必須です．よって，計測器（検出器）自体に時値するデータかどうか？」を常に考えながら計測を行うこ間分解機構を持たせる必要があります．観測対象となるプとが必要になります．解析に値しないデータであれば，修ラズマの時間変化を考慮し，充分な時間分解能を持たせる

正を加えて計測をやり直すという流れが作れば，実験の成ことが重要です．時間分解機構に関しては，その手法も功率が増すことになります．

様々です．図４の場合，影絵となる一部分（点線の部分）を

もう一つ最後に付け加えなければいけないことは，デーX 線ストリークカメラによって計測します．レーザープラ

タの取得とともに，実験条件などの記録をきちんと付けてズマのような速い現象の場合はストリークカメラを用いたおくことです．いわゆる実験ノートを作成することであ計測が有効です（ストリークカメラに関しては参考文献

り，「手で書く」紙ベースのものにしておくと，いつでも［３］に詳しい）．プラスチックターゲットを透過する方向に手元に取って記録が書ける・見られる媒体を持てることにX 線ストリークカメラを配置し，この透過強度信号をス

なります．以上のいくつかの点は，一般的な実験でも当て

リットやピンホールで拡大して X 線ストリークカメラの光

はまる内容です．

電面に結像します．これに時間掃引をかけることにより，

２．
７ まとめ

空間１次元の時間分解計測データが得られることになりま

この章では，レーザー生成プラズマの計測に関して，

す．すなわち横軸：時間，縦軸：空間（距離）という情報

レーザー生成プラズマ特有の性質や計測上の考え方，ハーを得ることが出来ます．
以上はストリークカメラを用いた方式ですが，ストリー

ドウェアに関する概説を行いました．計測対象となるプラ

クカメラなどを使用せずに時間分解計測を行うことも出来

ズマの大まかな性質や計測上のポイントを述べました．最ます．上述の通り，ポンプ・プローブ計測ではポンプ光に初にも記した通り，計測の基本的な考え方としては他の実対するプローブ光のスペックを自由自在に変えることが出験と大きく変わることはありませんが，レーザー生成プラ

来ます．そこで，ポンプ光で得られるプラズマの時間変化

ズマの場合は（何度も記しているように）小さくて速い現２２４

Lecture Note

2. Introduction to Measurements of Laser-Produced Plasmas

K. Shigemori

象なので，我々の肉眼や行動の時間スケールとかけ離れた参考文献

領域にあることから，「実験」を行っても「実感」できない［１］山中龍彦：プラズマ・核融合学会誌 69, 656 (1993).
［２］https://lasers.llnl.gov/about/how-nif-works/beamline/
target-chamber［３］http : / / www. hamamatsu. com / resources / pdf / sys /SHSS0006J̲STREAK.pdf［４］http://fujifilm.jp/business/healthcare/digital̲xray̲imaging/fcr/imaging̲plate/［５］金崎真聡 他：プラズマ・核融合学会誌 88, 261 (2012).

ところが少し苦しいところです（筆者自身，レーザー生成
プラズマのリアルタイムの変化を肉眼で見たことがありません）．次の章からは，具体的な実験の例を通して高エネ
ルギー密度プラズマの実像に迫り，より「実感」に近い状況を考えてみましょう．

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

しげ

もり

けい

すけ

重 森 啓 介大阪大学レーザーエネルギー学研究セン
ター・准教授．高エネルギー密度科学およびレーザー核融合の実験的研究に従事．家族とウサギとともに暮らしています．草食
動物は決して肉食動物に変われないことをウサギから学んでいる今日この頃．

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

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

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

２２５

J. Plasma Fusion Res. Vol.92, No.3 (2016)２
２６‐２３２

講座 はじめてみよう！高エネルギー密度プラズマ計測

３．ハイパワーレーザーを用いた物質極限状態の生成と観測
3. Creation and Observation of Extreme State of Matter using High-Power Laser
尾崎典雅
OZAKI Norimasa
大阪大学大学院工学研究科（原稿受付：２
０
１
５年１
２月２
８日）

高強度レーザーによる動的圧縮法を用いて物質を圧縮すると，従来法では到達できない極超高圧・超高密度の高エネルギー密度物質状態を実験室で実現することができます．特にショック圧縮下における速度と温度を同時に測定することで，他の方法では決定できない圧力，体積，内部エネルギー，温度の絶対値を決定できるようになっています．これに加えて近年では，X 線自由電子レーザーのような強力なツールが登場し，これらマクロな状態量に加えて，格子の面間距離や電子状態などミクロな物質の姿が明らかになりつつあります．超高圧の物性研究は，新しい計測や診断の登場と高精度化によって進歩が促されてきました．本章では，マクロ量測定に不可欠となった時間・空間分解のレーザードップラー速度干渉計と放射温度計を組み合わせたシステム，および原子レベル観察として発展してきているその場リアルタイム X 線回折法を中心に，研究の背景も紹介しながら解説します．
Keywords:
dynamic compression, shock wave, ultra-high pressure, velocity interferometry, pyrometry, X-ray diffraction

３．
１ はじめに

ヤモンドアンビルセルに代表される静的圧縮研究が飛躍的

１９３５年，Wigner と Huntington は水素に極めて高い圧力に発展しました［３］．一方で，動的圧縮研究の発展の歴史を加えると分子が解離した原子の状態となり，導電性の金はそれとは少し異なります．凝縮系に関する衝撃圧縮の研属になると予測しました［１］．また，超高圧の固体水素では

究は，主に米国および旧ソ連で独立に開始されたと言えま

電 気 抵 抗 が な く な り，超 伝 導 状 態 に な る と の 予 測 がす．極超高圧へと物質をどのように圧縮し，そしてその物

Ashcroft によってなされました［２］．水素の超伝導は未だ質からどのように実現されていないものの，多くの絶縁体が超高圧下で金属るにあたっては，極限環境下での物質の振る舞いを理解すとなり，かつ極低温の下では超伝導体となることが知られることが必須です［４］．衝撃圧縮過程においてはエントロています．超高圧の方法は，物質が普段見せない振る舞い

ピーの上昇に伴う温度上昇が避けられないため，極超高圧を探るための一般的な研究のアプローチとなり，現代の物下においては物質の温度は数万度を遥かに超える状態で質科学において重要な役割を担っています．地球科学をはす．すなわち，電離した高温高圧のプラズマ状態にある物

じめ，超高圧力下の物質を研究対象とする分野は多く，高質の状態方程式などの振る舞いを解明することが求めら圧力の発生技術や観測・診断技術に関する研究開発を内包

れ，古くから大規模国立研究所が中心的な役割を担うと共した高圧科学や極限科学という分野横断的な学術として発に現代まで脈々と続けられています．

展しています．

高密度エネルギーを得るかを検討す

系の温度を上げれば，密度にもよりますが，いずれ物質

本章で述べるパルス的な圧力波を用いる動的超高圧，特は単純な振る舞いをすると考えられていました．しかしなに衝撃波（ショックウェーブ）を用いた衝撃超高圧法では，がらたとえ超高温の衝撃圧縮の状態にあっても，相関作用

静的超高圧法とは異なり，特殊な高圧容器を必要とはしま

は決して無くならず，超高圧超高温の世界が我々の想像にせん．したがって，その発生圧力は容器の機械力学的な材比べてはるかに複雑であることがわかってきました．さら料強度に制限 さ れ な い こ と に な り ま す．テ ラ パ ス カルに，動的圧縮過程における温度制御技術が飛躍的に向上（１千万気圧）を超える圧力はしばしば 極超高圧 と呼ばし，物質を凝縮相に止めたまま超高圧状態を生成すること

れ，動的な超高圧法は良く定義されたこの極超高圧の状態も可能になっており，それがきっかけとなって第一原理的を実験室で得るための唯一の方法として６０年以上の歴史を

量子力学計算による新しい極超高圧相の提案も相次いでいもちます．圧力が新たな物性の発見に有効なパラメータでます［５］．ハイパワーレーザーの方法の易制御化や高精度あることが明らかになると，とりわけ１９７０年代からはダイ

化と，X 線自由電子レーザーなどの放射光施設との連携もGraduate School of Engineering, Osaka University, Suita, OSAKA 565-0871, Japanauthor’s e-mail:norimasa.ozaki@eei.eng.osaka-u.ac.jp

２２６!2016 The Japan Society of Plasma
Science and Nuclear Fusion ResearchLecture Note

3. Creation and Observation of Extreme State of Matter using High-Power Laser

N. Ozaki

相まって，かつてダイヤモンドアンビルセルが拓いたよう状態量が定義されうる状態であり，高エネルギー密度の極なパラダイムシフトが起こりつつあるようにも思われま

限環境における物質の振る舞いを調べる上で最も基本的なす．高エネルギー密度科学と呼ばれる比較的新しい学術状態ということができます．ユゴニオ実験データを元に理と，凝縮物性科学や物質科学，惑星科学との学際融合が積論を検証し状態方程式を構築すれば，高温高密度プラズマ

極的に展開されています．

の状態や，高圧であるが数万度程度の惑星内部の状態が検討できるようになることから，古くからデータが重宝され

３．
２ 動的超高圧の基礎

応用されてきました．

衝撃波を用いた動的圧縮法では，時間的にも空間的にも

３．
３ レーザーショック実験

鋭い立ち上がりで断熱不可逆に圧縮が進行します（図１）．
この衝撃波による動的圧縮の方法は衝撃圧縮（ショック圧

物質にレーザーを十分な強度で集光照射すると，その表

縮，Shock compression）と呼ばれます．衝撃圧縮では，そ面が加熱されプラズマが形成されます．ひとたびプラズマの不連続性から強いせん断力が働き，原子や分子配列の乱が形成されると，入射する光の波長によって決まる臨界密れによるエントロピー増大に伴い熱が発生します．した度の近傍でレーザー光の強い吸収が起き，プラズマ中の電がって静的な超高圧法に比べると，同じ圧力であっても遥子が急激に加熱されます．この温度は１００万度を超える超かに高温の状態が生成されることになります．

高温となります．ここで加熱された電子は熱伝導によって

動的超高圧の手法が物質研究に威力を発揮する理由は，プラズマ化していない物質を加熱します．すなわち，レー

時間と距離と質量（比重）というきわめて基本的な物理量

ザー照射による電子の加熱が続く限り，物質からは順次プの測定と，質量，運動量，エネルギーに関するきわめて基ラズマが噴出し続けることになります．この現象は一般に本的な保存則に基づく単純な代数式（式１‐３）から，圧力，アブレーションと呼ばれます．高温になって蒸発した（プ体積，エネルギーの絶対値が得られるからです．凝縮媒体

ラズマ化した）物質が吹き出す速度は固体の音速に比べて中において，衝撃波面が十分に急峻（不連続）で，波面背十分に速く，固体内部にはこのアブレーションの反作用と後の状態が定常であるとみなせれば，衝撃波面前後の状態

して，非線形な圧力の波面，すなわち衝撃波が形成され，量と衝撃波速度 #%，粒子速度（物質速度）%$と熱力学状態

噴出の方向とは反対方向に（固体内部方向に）伝搬します．

量の間で，以下の３つの関係式が得られます；

時間的にも空間的にもエネルギーを集中できる高エネル
ギー密度の""!"!##%%$!
$!

（１）

$!!
$"##%!
#%!%$%$（２）!"!!!# "$" "" %$ !$ %$# " ! ! "（３）

レーザーショック

の方法では，従来法の限界を遥かに超える極超高圧の衝撃波を容易に生成できることがわかっています．
図２は大阪大学で行われているレーザーショック実験の様子を表しています．レーザーショックの実験においても，従来の衝撃圧縮実験と同様に，ユゴニオ関係式に登場

ここで，"，$，!はそれぞれ圧力，比体積，比内部エネル

する２変数を実験によって決定することになります．もっギーを表し，添字の０と１はそれぞれ衝撃波面の前後の状とも精度よく，かつ容易に測定が可能であるのは速度で態を表します．ここでは衝撃波面の前方は静止状態である

す．例えば，厚さが既知の試料を衝撃波が通過するのに要としています（%$#!）．これらの式を特にランキン・ユ

する時間を測定すれば，衝撃波の速度 #%が決定できます．

ゴニオ（Rankine - Hugoniot）関係式と呼びます．実験に一方同じ速度でも，衝撃波面背後の粒子の速度 %$を直接的

よってここに登場する２つの未知数を決定すれば，他の未知数を一意に決定可能であることがわかります．後でも述べますが，距離と時間を次元にもつ 速度 を実験によって決定することが一般的です．
つまりユゴニオ状態とは，技術的に到達可能な，明確に

図１

x 方向に速度 Us で媒質中を伝搬する単一衝撃波の概念
図．ここで，P ，V ，E ，および up はそれぞれ圧力，体積，
内部エネルギー，粒子速度を表す．添字 H と０はそれぞれ
衝撃圧縮下の状態（ユゴニオと呼ばれる）と圧縮前の初期状態を表す．

図２２２７

大阪大学の大型レーザー（GEKKO XII）
を用いた動的超高圧実験の様子［６］．手前に広がっているのが独自の VISAR/SOP システムの一部となる光学系．

Journal of Plasma and Fusion Research Vol.92, No.3 March 2016に計測することは容易ではありません．そこで，ユゴニオ
曲線やユゴニオ状態からの断熱膨張曲線などの振る舞いがよく調べられた標準物質もしくは参照物質と呼ばれる材料がしばしば用いられます．アルミニウムは典型的な標準物
質で す が，次 章 で 計 測 例 を 示 す よ う に，特 に レ ー ザ ー
ショック実験においては結晶石英が頻繁に用いられるようになっています［７，８］．標準物質の衝撃波速度を，被測定試
料の衝撃波速度と同時に計測によって決定し，インピーダ
ンスマッチング法という解析のテクニックを導入すると，全パラメータを良い精度で決定することができます［９］．

３．
４ レーザードップラー速度干渉計
高圧物性計測に限らず，物体の運動が速ければ速いほど観測が困難になるというのは一般的な感覚でしょう．動的圧縮下の物体の運動は，古くはマイケルソン干渉計とオシロスコープを組み合わせたレーザー変位干渉計を用いて行わ
れ，反射面の変位の時間変化を検出し，その履歴を微分することで速度変化が検討されてきました．しかしながら，
衝撃波面前後での圧力の不連続性，およびそれに伴う速度の不連続が大きい場合，正確な変位量を求めることは困難になります．また，衝撃波面の速度が数 10 km/s となるよ
うな超高速の領域では，参照光との時間コヒーレンスが維持できず，干渉縞そのものを得ることも困難になります．
このようなことから，ここで述べる微分型の速度干渉計，
VISAR（Velocity Interferometer System for Any Reflector，バイザー）が登場することになります［１０］．
最近のレーザーショック実験における速度計測は，このVISAR と呼ばれる速度干渉計を光エレクトロニクス式のストリークカメラと結合した，いわゆる線結像タイプのシ
ステムで!撮像!して行うことが標準になってきています

図３ （a）
レーザードップラー速度干渉計を用いた計測を行う際の実験配置の概念図．（b）
VISAR 干渉計部の構成．M と BSはそれぞれミラーとビームスプリッタを表す．ターゲット
裏面が BS2 の表面上に結像されている．さらに，この結像面であり干渉面である BS2 上のイメージがストリークカメ
ラシステムのスリット上に転送される．（c）
レーザー照射によって加速された金属試料の自由表面速度計測結果．VISAR 生画像（上）と決定された速度時間プロファイル（下）．

［１１］．図３（a）に示すように，線結像型の VISAR ではターゲットに入射したプローブ光の正反射成分を VISAR 干渉
計部に導入し，干渉面 BS2 にターゲット像を結像した上でストリークカメラスリットに再度結 像 し 入 射 さ せます（図３（b））．高速で移動してくるターゲットで反射された
プローブ光は，ドップラー効果により短波長側へ偏移をうけます（例えば図中の #& #'のように）．この反射光を干刻におけるシフト量（縞次数）!$%%は次式のように，

渉計内のビームスプリッタ BS1 で分割し，一方はエタロンが挿入された遅延経路（BS1→M1→BS2）を迂回したのち

&$
%
%
#

に，干渉面であり結像面でもあるビームスプリッタ BS2
表面で重ね合わせます．時刻 %での周波数 %!"!%$
%
%の反

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

（４）

"$で の 周 波 数
射光と遅延経路を迂回してきた時刻 %速度 &$%%に関連づけられます．#!と #$は，それぞれプロー%!"!%$%"$%の反射光との干渉により発生するビート信

ブ光の波長と試料の屈折率を表します（図３の場合は１）．

号の周波数は !%$
%
%
"$
%
!!%$
%であり，加速度がビート信

また，$と "は個々の干渉計の設定で決まる定数です．!

号に比例し，干渉縞の数が速度に比例するようになりまにかかる項は定数となり，VISAR の速度感度（velocity per

す．すなわちストリークカメラシステムにより得られた干fringe，VPF）と呼ばれる量になります．

渉画像には，反射体速度変化に対応したフリンジシフトが常温常圧で透明な絶縁体試料であっても衝撃圧縮によっ現れます．図３（c）に実際に得られた VISAR 画像（上）とて電子密度が十分に増大した状態になると，金属的な反射

解析によって得られた速度履歴（下）を示します．高速で率を有する衝撃波面が形成されます［１２］．この場合は，透運動する金属ターゲットの自由表面速度を観測した例であ明試料内を伝搬する衝撃波の速度およびその時 間変化り，その速度の連続的な変化に対応して干渉縞が連続的に%"$$%を VISAR によって直接計測することができます．こ

シフトしていることがわかります．このフリンジのある時の際，式（４）の &$%%%は "$$%に置き換えられることになり
２２８

Lecture Note

3. Creation and Observation of Extreme State of Matter using High-Power Laser

ます．結晶石英の場合は，衝撃圧力が 100 GPa（１００万気圧）

しています．

を超えると金属化に伴う有意な衝撃波面光反射が認められます．図４に，VISAR

N. Ozaki

VISAR はローレンスリバモア研の NIF をはじめ，巨大によって観測された石英内部を伝レーザーを用いた核融合研究における燃料圧縮ダイナミク

搬する衝撃波面の速度変化を示します．図４（a）は VISAR

スの理解にも重要な役割を担っています．燃料ターゲット

生画像データであり，アルミから石英に衝撃波が入射したの爆縮によるホットスパーク部の形成には，整形された瞬間（破線が示す時刻）に不連続なフリンジのシフトが現

レーザーパルスで駆動された多段構造の衝撃波を同一のポれていることがわかります．これは石英に急激な速度勾配

イントに同時に到達させる必要があります．レーザー核融を有する不連続な波面，すなわち急峻な圧力勾配の衝撃波

合点火に向けた大々的なキャンペーン実験が実施され，衝が入 射 し た こ と を 示 し て い ま す．図４（b）の グ ラ フ は，撃波到達のタイミングとレーザー波形の関係が慎重に調べ

図４（a）の干渉画像から抽出された縞次数変化をもとに得られています［１３，１４］．

られた衝撃波速度の時間変化です．図４（a）中の破線で示

３．
５ 放射輝度温度計されるような，衝撃波面が不連続な界面を通過する瞬間で式（１）‐（３）を見ればわかるように，ユゴニオ関係式には，図３（c）のような連続的な干渉縞のシフトを観測することはできず，速度の急峻な変化に対応する干渉縞の飛は物質の状態方程式を理解するうえで鍵となる変数のひとび が見られます．つまりこの場合は，縞次数 "$)%と干渉つである温度が登場しません．したがってユゴニオ点に対縞位相 #$))!
%)"%の関係が，単純な比例の関係 "$%##$%応した衝撃温度を実験により直接決定することは，動的超ではなく，"$))!
%"(となることに注意しなけれ
"
%
##$
%
ばなりません．ここで (は整数です．この (の不定性を排高圧研究において常に重要な課題になります．特にレー除するために，異なる速度感度を持つ複数の VISAR シス

データのみから温度を推定することは，比熱やグリュナイ

テムを同時に稼働する工夫がなされます．図４（b）中の太ゼン定数などの熱力学パラメータの不定性の大きさから，い実線及び点線は共に速度感度の低いVISAR 1が示し得る

より困難となります．高圧高温の物質において，熱放射輝速度，細い実線及び点線は速度感度の高い VISAR 2 が示し

度!
$%と温度 # の間には以下のように，$ザー実験で実現されるような超高圧域においてユゴニオ得る速度を示しており，両者の結果がほぼ完全に一致する!!

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

実線のプロファイルが実際の衝撃波の速度ということにな$

ります．計測された速度の不確かさは干渉計の設定により（５）

0.01 km/s のレベルにできるため，10 km/s を超える速度をプランクの熱放射則が成り立ちます．ここで $は圧縮され対象とする超高圧実験では，１％以上の高精度で測定が可た物体から放射される電磁波の波長，&はプランク定数，$

能となります．また図４（b）の破線に示すように，速度履

は光速，'$はボルツマン定数です．"は放射率であり $歴を時間積分して得られた衝撃波の移動距離は，最終的にの関数になります．

石英試料の初期厚 100 μm と完全に一致します．このこと

プランク則に従う放射体の測定から温度を推定する方法

からも，この実験が衝撃波面を直接観測していることを示

は複数あり，方法によってスペクトル温度や色温度などと呼ばれます．日本のグループをはじめレーザー超高圧実験の現場では，特に放射輝度温度を決定するのが一般的です．その理由はいくつかありますが，5000 K を超えるような高温であれば，可視域で十分に観測可能な放射輝度が得られること，またそのスペクトルに特徴がなくなること，が挙げられます．これらにより，輝度から推定された温度は高温になればなるほど他の方法に比べて精度が高くなります．また，衝撃波面の形状に起因する熱放射の空間分布をモニターできるということも無視できない利点です．
VISARと同様時間分解計測を行う必要があり，ストリーク
カメラを使用した放射輝度温度計のシステムは Streaked
Optical Pyrometer，略してSOPとしばしば呼ばれています［１５］．
図５に，VISAR と同期させて得られた SOP を含むデー
タセットの一例を示します．図５（a）に示すように，石英とポリスチレン（CH）をアルミ基盤に貼り付けた多層ター
ゲットにアルミ側からレーザー衝撃波を駆動すると，視線

図４ （a）
金属化した試料内部を伝搬する衝撃波速度の観測例．
（b）
VISAR1 画像から抽出された速度と VISAR2 画像から抽出された速度が一致するものが真の速度時間履歴となる．
この速度履歴を時間積分すると，予め測っておいた試料厚とよく一致する．

方向に垂直な衝撃波面が観測者に向かって伝搬します．そして衝撃波の伝搬につれて，順次対応する物質からの衝撃
波速度と熱放射輝度を測定することができます．図５（b）
が SOP か ら の デ ー タ を 示 し て お り，ア ル ミ か ら 石 英
２２９

Journal of Plasma and Fusion Research Vol.92, No.3 March 2016現象であるため，物質のミクロな情報をリアルタイムで抽出するには，前述した圧力や温度などのマクロな状態量の測定にあわせて，量子ビームプローブを導入した測定が肝要となります．レーザープラズマ光源は短時間高輝度の光源であるため，ここでもレーザー技術が重要な役割を担ってきました．またレーザーはレーザーでも，X 線自由電子
レーザー（XFEL）のような極短時間超高輝度の光源の登場もあって，静的圧縮実験で一般的な診断手法が加速度的に取り入れられつつあります．

３．
７ 広角 X 線回折イメージング
X 線回折は固体の結晶構造を直接決定するための強力な計測手法です．原子が規則的に配列した結晶に X 線が入射したとき，ある特定の方向に強い X 線が観察される現象を利用した診断法を X 線回折法と呼びます．波長 "の X 線が結晶中のある格子面に対して角度 #で入射するとき，
",
"
*
+#"#"

（６）

の関係式を満たすと，入射 X線に対して"#の方向に強い反射 X 線を観測することができます．
（６）式はブラッグの条件式であり，"は結晶格子面間隔です．また，#は正の整数で回折の次数を示します．
ブラッグ条件を満たすように特定の波長の単色 X 線をコリメートして単結晶試料に入射させると，回折 X 線もビー

図５ （a）
超高圧状態方程式データ測定実験配置の概念図．参照
物質には結晶石英（SiO2），被測定試料にはポリスチレン（CH）を用いた．（b）
上がSOPによって得られたSiO2 とCHの自発光強度の時間履歴，下はその生画像．（c）
上が VISAR によって決定された SiO2 と CH の衝撃波速度時間履
歴，下はその生画像［１６］．

ム状となり，回折パターンはそのビームの広がりを反映したスポットとなって検出器上に現れます．一方放射状に広がる点 X 線源を，図６（a）に示すように単結晶試料に対して配置して広角に入射させた場合，ブラッグ条件を満たす
試料面上の位置は，図中の円錐底円の周上に無限に存在す（〜2 ns），石英から CH（〜4 ns）への衝撃波の入射に伴っることになります．したがってこの場合，回折パターンはて，放射強度が変化していることがわかります．5 ns 付近

線となって検出器上に現れることになります．どちらの配での急激な信号の減少は，衝撃波が CH から真空へ抜けた

置であろうとも衝撃波圧力により格子が圧縮されたとき，ことにより急激に温度が下がるためです［１６］．

（６）式より "は小さくなり，プローブ X 線の波長は変化し

図５（c）で示す VISAR のデータでは，SOP で検出されてないため #が大きくなります．よって，未圧縮状態の格子いる時刻と全く同じ時刻において，不連続な干渉縞の変化

面からの回折線に対して広角側へ新たな回折線が現れまが確認できます．さらに，VISAR データを同時に取得する

す．この回折パターンの変化から，オングストロームレベ

ことは，単にユゴニオを同時に決定することだけでなく，ルの結晶格子面間隔の変化が診断できます．

式（５）の放射率 !$"%の推定に重要な役割を担っています．

図６（b）と６（c）に単結晶シリコンの広角 X線回折計測の

VISAR のプローブ波長 ")$(#'と SOP の観測波長 "(%&は光

画像データを示します．図６（b）は衝撃波圧縮前のシリコ

学素子により弁別されており，厳密な "(%&における放射率

ンからの回折線イメージです．複数の回折線が得られていは求められません．しかしながら放射体の灰色体としてのるのは，ブラッグ条件を満たす格子面が図７（d）に示すよ

取り扱いを許せば，VISARによって波面における光反射率

うにシリコン結晶内部に複数存在するからです．図７（c）!$")$(#'%を求めることで，放射エネルギーに関するキルヒに，照射レーザー強度 1.3×1012 W/cm2 で衝撃圧縮されたホッフの法則に基づき !$"(%&%")$(#'%")$(#'%#!$"!!!$

シリコンからの回折線イメージを示します．点 X 線源生成

より放射率を推定できます．超高圧縮下の物質，特に固体には独立のレーザーを用い，その発光時間はサブナノ秒の状態における光学特性の詳細は，チャレンジングな最新のレベルです．図中の矢印に示されるように，衝撃圧縮方向

課題であり，多波長の VISAR を用いるなどの新しい実験［００１］に垂直な面である（００４）面と，その格子間隔と近いによりさらなる進展が期待されていることを付け加えてお（１１３）面，（１１３）面，（２２４）面の挙動が観測されており，きます．

広角側（図７b，７c では上側）に回折線がシフトしている

―

――

――

ことがわかります．これら検出面上での回折線の移動量か

３．
６ 高輝度 X 線を用いた物質ミクロ情報の抽出

ら回折角の変化を求め，ブラッグの条件式に基づいて結晶

パルスレーザーによる圧縮はナノ秒程度の短時間の動的

格子面間距離を解析することができます．この実験の場合
２３０

Lecture Note

3. Creation and Observation of Extreme State of Matter using High-Power Laser

N. Ozakiは，衝撃圧縮方向である［００１］方向に約７％の一軸圧縮さる超高輝度短波長光源です．この SACLA とハイパワー

れた格子状態が実現されていることがわかりました［１７］．

レーザーを組み合わせることで，動的超高圧研究にとって最近ではこのようなミクロな構造を理解するための動的超の長年の夢であった物質のミクロな構造の実時間その場観高圧実験が，テラパスカル領域でも実施されるようになっ察が当たり前になりつつあります．我々の研究グループはてきています［１８］．

現在，図７（a）に示すような２つのハイパワーレーザーを
XFEL とカップルさせた実験プラットフォームの構築を段

３．
８ おわりに：X 線自由電子レーザー（XFEL）の登場

階的に進めています［２１］．２０１５年度には SACLA で初め

最後に，動的超高圧研究者にとってこれまでなかった革ントル深部に対応する１
００万気圧超の圧力生成を達成する

新的なツールである X 線自由電子レーザーを用いた実験・とともに，フェムト秒原子レベルの分解能で動的超高圧下観測について も 若干 触 れ て，結 言 に 代 え た い と 思いま

物質ダイナミクスのその場リアルタイム観察に成功しましす．２０１６年１月現在，世界で稼働している X 線自由電子

た．

て，大型油圧プレス技術の現在の上限であり，地球下部マ

レーザーは，米国カリフォルニア，SLAC 国立加速器研究

図７（b）と図７（c）
は，SACLA フェムト秒露光による X

所の LCLS（Linac Coherent Light Source）［１９］と，日本の線回折スナップショット撮像の結果であり，前者はレー

播 磨，理 化 学 研 究 所 放 射 光 科 学 総 合 研 究 セ ン タ ー のザー照射前の金試料，すなわち面心立法構造 fcc の（１１１）面SACLA（SPring-8 Angstrom Compact Free Electron La-からのリング回折パターンの一部を高速度２次元検出器で

ser）
［２０］
の２つです．SACLA は，波長１Å，パルス幅 10 fs

取得したものです．後者は，1011 W/cm2 程度以下の比較的

１１以下，フォトン数１０ 個／パルス以上，という性能を有す

低強度のレーザー照射の瞬間における，ショック形成前の試料表面 fcc 格子の膨張を捕らえたものです．SACLA によるフェムト秒露光超高速 X 線回折イメージングにより，おおよそ 0.02Åレベルの格子面間距離の変化が可視化されています．より高強度の条件では，衝撃波面の形成により，回折角の広角側（高圧側）へのシフトや，構造変化に起因

図７ （a）
X 線自由電子レーザー施設 SACLA に展開されている
レーザー実験プラットフォームの様子．（b）
レーザー照射前の金試料からのフェムト秒シングルショット回折イメー
ジ．（c）
レーザー照射から 200 ps後のイメージ．（１１１）
格子面の膨張を表している．

図６ （a）
広角 X 線回折法の実験配置．（b）
未圧縮シリコン単結晶
試料からの回折パターン．（c）
1.3×1012 W/cm2 のレーザー強度で駆動されたショックにより圧縮されたシリコンからの回折パターン．（d）
現れた複数の回折線にそれぞれ対応する結晶内の格子面．

２３１

Journal of Plasma and Fusion Research Vol.92, No.3 March 2016

参考文献

する新たな回折ピークの出現が得られることがわかってきています．

［１］E. Wigner and H.B. Huntington, J. Chem. Phys. 3, 764(1935).
［２］N.W. Ashcroft, Phys. Rev. Lett. 21, 1748 (1968).
［３］S. Block and G. Piermarini, Phys. Today 29, 44 (1976).
［４］Edted by P. Caldirola and H. Knoepfel Physics of High Energy Density (Academic, London, 1971).
［５］C.J. Pickard and R.J. Needs, Nat. Materials 9, 624 (2010).
［６］N. Ozaki et al., Phys. Plasmas 11, 1600 (2004).
［７］D.G. Hicks et al., Phys. Plasmas 12, 082702 (2005).
［８］M.D. Knudson and M.P. Desjarlais, Phys. Rev. Lett. 103,
225501 (2009).
［９］Y.B. Zel'dovich and Y.P. Raizer, Physics of Shock Waves andHigh-Temperature Hydrodynamic Phenomena (Academic,
New York, 1966).
［１０］L.M. Barker and R.E. Hollenbach, J. Appl. Phys. 43, 4669
(1972).
［１
１］P.M. Celliers et al., Rev. Sci. Instrum. 75, 4916 (2004).
［１２］D.G. Hicks et al., Phys. Rev. Lett. 97, 025502 (2006).
［１３］T.R. Boehly et al., Phys. Rev. Lett. 106, 195005 (2011).
［１４］H.F. Robey et al., Phys. Rev. Lett. 108, 215004 (2012).
［１５］J.E. Miller et al., Rev. Sci. Instrum. 78, 034903 (2007).
［１６］N. Ozaki et al., Phys. Plasmas. 16, 062702 (2009).
［１７］佐藤友哉他：レーザー研究 42, 502 (2014).
［１８］J.R. Rygg et al., Rev. Sci. Instrum. 83, 113904 (2012).
［１９］http://lcls.slac.stanford.edu/; C. Bostedt et al., J. Phys.
B 46, 164003 (2013).
［２０］T. Ishikawa et al., Nature Photon. 6, 540 (2012).
［２１］T. Matsuoka et al., to be submitted.

ハイパワーレーザー超高圧の方法と高輝度 X 線光源の融合は，これまで見いだされてこなかった新しい物質の多様性を物質科学という分野横断的な学術に提供します．同分
野におけるテラパスカルやフェムト秒といった全く新しいパラメータ領域の診断・計測による探求により，新たな物
理，新たな構造や材料の発見が期待されており，それに合わせて研究環境の変化や横断的分野融合が促されていま
す．

謝

辞

ここでの研究成果は，多くの共同研究者や学生の皆さんの協力の下に得られたものです．ここに改めて謝意を表します．紹介したデータは，大阪大学レーザーエネルギー学
研 究 セ ン タ ー で の 大 型 レ ー ザ ー 利 用 公 募 研 究，お よび XFEL SACLA で の 公 募 研 究（課 題 番 号２
０１２B８０４６，
2013B8063）のもとで取得されました．また，日本学術振興
会の先端拠点研究事業プログラム「X 線自由電子レーザーとパワーレーザーによる極限物質科 学 国 際 ア ラ イアン
ス」，文部科学省委託事業「X 線自由電子レーザー重点戦略研究課題」（課題番号 １２００５０１４）の支援を受けて研究が進められました．

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

お

ざき

のり

まさ

尾 崎 典 雅!!!!!!!!!!!!!!

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

大阪大学大学院工学研究科・准教授．大阪大学大学院工学研
究科博士過程修了後，エコールポリテクニーク LULI 研究所
客員研究員などを経て２００
６年より大阪大学にて勤務．主な研究対象は極限環境における物質・物性．最近は X 線自由電子
レーザーでの実験のため播磨地域に行くことも多くなってきました．好きなものはバスケットボールをはじめスポーツ，
旅行，コーヒー．

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

２３２

J. Plasma Fusion Res. Vol.92, No.4 (2016)２
８９‐２９６

講座 はじめてみよう！高エネルギー密度プラズマ計測

４．パルスパワープラズマの計測
4. Diagnostics for Pulse Powered High Energy Density Plasma
堀岡一彦
HORIOKA Kazuhiko
東京工業大学 大学院（原稿受付：２
０
１
５年１
２月２
８日）

パルスパワー装置を用いて形成される高エネルギー密度プラズマは，レーザーや大型の加速器を用いて生成されたものと比べて時間と空間のスケールが大きいことが特徴です．さまざまな時間・空間スケールを持つ，幅広い温度・密度領域のパルスパワープラズマは科学と技術の広い分野で利用されています．実験装置も計測器も基本的に自作でき，最も簡単に高エネルギー密度プラズマ実験を立ち上げることが可能なのがパルスパワー方式の特長です．ここでは，パルスパワープラズマの計測に初めて足を踏み入れる方々を対象に，装置と計測器を設計製作する際の基本について説明したいと思います．後半では具体的な例を通してパルスパワープラズマへの理解を深めるとともに，プラズマ研究の魅力とプラズマ生成実験を「はじめてみる」ときのポイントについて紹介
します．
Keywords:
High energy density plasmas, pulse power, diagnostics, warm dense matter４．
１ はじめにのぎを削っていました．

「電流プローブを購入したいのですが……」とカタログ

軽イオン核融合には非常に低いインピーダンスのパルスを抱えた研究室の新しいメンバーに言われて，少し驚いた

パワー電源が必要です．たとえば，プロトンビームで核融ことを覚えています．パルスパワー装置の電流や電圧を測合標的を駆動しようとすると，標的へのエネルギー付与の定する計測器は，装置の形状や測定領域に応じて基本的に領域を爆縮に適した飛程に設定するために，加速電圧は自作するものであるという意識が強かったためです．

MV 程度に抑える必要があります．一方，TW 級の高出力

惑星の内部構造や宇宙・天体現象の解明，核融合から高電磁パルスとビームを発生させるためには TW/MV=MA

集積密度の半導体製造用の光源開発まで，パルスパワープ

級の電流が必要であり，（MV/MA）〜1 Ω レベルの低イ

ラズマを研究する目的は多岐にわたります．プラズマの評

ンピーダンスのパルス電源が要求されます．

価に必要な情報も千差万別，時間・空間スケールや必要と電源のインピーダンス !!とは，電力パルスが輸送される

されるパラメータ領域は広範囲に亘りますので，全ての計"!
#際の電界と磁界の比 !!#$
であり，低インピーダン#!
"%

測方法を網羅することは，もとより不可能です．ここでは，スの電源とは電界（電圧）に対して磁界（電流）が持つエ

パルスパワープラズマ実験を立ち上げようとする際に必須

ネルギーの割合が高い電力パルス（電磁パルス）の発生装で，研究者や大学院生が自作可能な測定器について，動作

#
!"!
，と
置ともいえます．電磁パルスの時間幅は $
#"%
$
%#%

原理と計測のポイントを理解することをめざします．

書け，装置の長さ %は誘電率のルートに逆比例します．したがって，高出力でコンパクトな電磁パルスを発生する装４．
２ パルスパワー装置とは？

置を実現するには誘電率の高い媒体が必要になります．大１９８０年代のはじめから１９９０年にかけて，軽イオンビーム

電流の軽イオンビームを駆動するパルスパワー装置には，を用いた慣性核融合が注目され，活発に研究された時期が!）を媒体としたパルス形成線路＊１が用いられて
水（"
&"$

ありました
［１］．関連する研究者たちは，パルスパワー装

いました．

置で駆動される高強度の軽イオンビームで高エネルギー密筆者のように軽イオンビーム核融合の研究に取り組んだ

度プラズマを形成し，燃料標的を爆縮加熱して核融合の点ものにとって，パルスパワーとは，電磁エネルギーを低イ

火条件を達成することをめざしました．なかでも，当時のンピーダンスの（水）パルス形成線路を用いて 100 nsec

米国や旧ソ連では高強度のビームを発生させるために超大程度に短パルス化・整形して輸送，超高パービアンス＊２の型のパルスパワー装置が稼動しており，TW（テラワット）

ビームに変換して標的照射する技術のことを意味していま級の軽イオンビームの発生と収束をめざした研究開発にしした．また，MV 級の電圧と MA 級の電流を発生する装置

Tokyo Institute of Technology, Yokohama, KANAGAWA 226-8502, Japanauthor’s e-mail: khorioka@es.titech.ac.jp

２８９!2016 The Japan Society of Plasma
Science and Nuclear Fusion Research

Journal of Plasma and Fusion Research Vol.92, No.4 April 2016

や，誘電率の高い水中でそれらの値を正確に計測する器具

れらのパラメータさえ測定できれば，少なくとも高エネルをカタログ品として調達することは不可能で，パルスパ

ギー密度プラズマの状態はしっかりと定義できます．
それでは，電圧，電流測定の基本原理から話をすすめまワー発生装置と計測器とは，一体で設計製作するのが通常でした．実際，パルスパワー装置は単純な構造ですので，しょう．

レーザーや加速器に比べるとずっと安価で，中型の規模の

４．
３．
１ 電圧測定器（分圧器）装置であれば，自作することはそれほど難しくありません．

抵抗分圧器

現在では短波長の光源プラズマなどへの応用の拡がりに

電圧測定はパルスパワーをはじめ全ての計測の基本で伴って，パルスパワー技術や電磁パルスエネルギー技術とす．時間変化を伴う信号は，電圧の時間変化に換算して観定義される分野の特徴的な時間スケールは，μ 秒以上にま測する場合がほとんどです．パルス高電圧を測定するにで拡大しています．そのような時間領域での放電パラメー

は，オシロなどの波形観測装置への入力に適切なレベルまタは，コンデンサーの容量や回路インダクタンスを集中定で電圧を下げる（分圧する）必要があります．

数とみなすパルス回路モデルでに基づいて決めますが，基図１に抵抗分圧器の等価回路を示します．分圧器は，高本は高出力のパルスパワー装置と同じ；どのくらいの電流

抵抗 R1 と低抵抗 R2 で電極間を接続，抵抗値に応じて減少"!!!
で要求されるか，が，どれくらいのパルス幅 "
"!&
%
%$#

する電位の一部を分圧抵抗 R2 で切りだすとともに，測定可に よ っ て，電 圧 あ る い は 電 源 イ ン ピ ー ダ ン ス

能なレベルの信号 $"に変換してオシロスコープなどに記!!
"を求め，パルスパワー回路を設計します．
%# $%
"!
!&

録させる働きをします．

以下の節では，パルスパワーの評価に用いられる基本的

図１の左の原理図に示したように，等価回路が抵抗成分な計測装置の原理と計測のポイントを説明したあと，実験のみで記述できる状況であれば，分圧比 $"!
$!として容易装置の具体例を挙げて，パルスパワープラズマの特徴と魅に換算式 $"!
$!##"!%#!"#"&が導かれます．
しかしながら，抵抗そのものや分圧器の容器をはじめ，力について説明します．

あらゆる構造物には必ず意図しない誘導成分と容量成分

４．
３ パルスパワープラズマの計測（浮遊インダクタンスと浮遊容量）が付随します．抵抗の自己インダクタンスと浮遊容量を考慮した等価回路の例を原

低インピーダンスの電磁パルスで駆動されるプラズマ計

理図の右側に示します．

測の特徴として，ノイズ環境の厳しさがあります．適切な遮蔽をしないと，プラズマを生成する過程に伴って負荷以周波数が高くなるほどこれらの浮遊成分の影響が大きく外の空間にも電磁波が漏洩します．また，適切な場所を低なります．たとえば，抵抗や構造物のインダクタンスを考

インピーダンスで（一点）接地しないと，大電流パルスは

慮すると，簡単な回路計算により分圧比は以下のように導装置の様々な部分に電位の寄生振動を誘起して測定系に障かれ，観測すべき波形がステップ状に立ち上がっても，分
圧 さ れ た 電 圧 波 形 は，以 下 の 式 に 示 す よ う に 浮 遊

害を及ぼします．
計測器の周波数特性の向上は，測定感度とトレードオ（Stray）インダクタンス "$によって有限の立ち上がり時間

フ．周波数特性を高くしようとすると，一般に測定感度はを持つことになります［２］．

下がります．言い換えれば，パルスパワープラズマの計測!# "# '#"$"#$!
!!& " "!
#!"#"!

の際には，それらの障害（ノイズ）を抑制すると同時に，周"$波数特性を損なわない範囲で信号レベルを向上させるよう（１）

したがって，高速応答をめざす分圧器には薄膜抵抗やソに心がけることが必要です．

リッド抵抗などの浮遊インダクタンスの低い抵抗が必須で

パルスパワープラズマの評価に用いられる基本的な診断す．

技術を表１に示します．電磁パルスのパワーは，最初に評価すべき基本パラメータですが，電圧と電流を直接計測す

正確な波形を観測するには信号ケーブルと測定器ることによって算出できます．また，負荷への正味の投入（50 Ω）とのインピーダンス整合が必要ですので，分圧抵電力を積分して体積あるいは質量で割れば，エネルギー密

抗 #"の値は 50 Ω かこれよりも十分に小さい値に設定しま度を算出できます．

電流と電圧測定，電磁パルスの伝送と入力パワー，そしてエネルギー密度の評価はパルスパ
ワー装置を用いたプラズマ実験の基本です．すなわち，こ表１

パルスパワープラズマの代表的な計測対象と測定手段．

計測対象
電圧
電流
荷電粒子のフラックス
ビームの質量・エネルギース
ペクトル
ビームエミッタンス

測定手段
抵抗分圧器，容量分圧器
Rogowski Coil, Shunt 抵抗
Faraday Cup
Thomson Parabola Ion Analyzer
Pepper-pot Detector

図１

２９０

抵抗分圧器の等価回路と液体抵抗分圧器．

Lecture Note

4. Diagnostics for Pulse Powered High Energy Density Plasma

K. Horioka

す．また，電極間を接続する抵抗の値 )%""%#*'%" は，電回路方程式を解くと，分圧器の信号波形は以下のように，源のインピーダンスに比べて十分に大きく%"&'!設定し，書けます［３］．

電 磁 パ ル ス の 抵 抗 に よ る 損 失 を 小 さ く し ま す．一 方，&##$%#!"(!+!#!
&"!"
が抵抗分圧の条件であり，抵抗値を大きくし
%"%)
!$$*

過ぎると，分圧抵抗と競合する浮遊容量のインピーダンス（３）!"が支配的になります．したがって，分圧器の抵抗!$$*)

た だ し，時 定 数 #$)!""!#*で す．ま た，%""%#*#)

値には適切な値が存在します．また，抵抗には耐電圧の限被 測 定 パ ル ス 幅 を #と し た と き，#%# で あ れ ば，界があるために，通常パルスパワー計測の場合は%"には直&"$!"!
!""!#*のように簡単化され，容量成分だけ&#!
)列に接続した複数の抵抗を用いて実効耐電圧を高め，%#で分圧比が決まります．
ピックアップ電極の構造で形成される!#には，液体中のは複数の抵抗を並列接続にして実効インダクタンスを小さ

電極表面が経年変化することや容量をあまり大きくできな

くして用います．
過電圧，過電流などが予想され，固体抵抗では耐電力がいなどの問題があります．分圧比を大きくするために !#不足する場合には液体抵抗を用いた分圧器を用います．液として内部インダクタンスの小さい外付けのコンデンサー

体分圧器は浮遊インダクタンスが低く，許容電力が大きいを接続することもあります．
適切に設計された容量分圧器を用いると GHz 付近までという利点があります．図１の右のイラストは液体抵抗を用いた分圧器を示します［３］．硫酸銅（CuSO4），チオ硫酸

電圧測定の周波数領域を拡大することが可能です．

ナトリウム（Na2S2O3），塩化アンモニウム（NH4Cl）など

４．
３．
２ 電流測定器
パルスパワー電流は非接触で計測することが基本です．

の水溶液で満たした容器中に図のような構造物を設置すると，図１の等価回路に示した状況を電解溶液の濃度と電極非接触で電流を測定するには，電流に伴う磁束変化をの幾何学的な構成で構築できます．抵抗の値は電解質の濃ピックアップして電気信号として取り出し，電流に換算し度を調整して kΩ 程度に設定，分圧比は信号取出し電極のます．
図３に磁束ピックアップによる電流計測の原理（左側）構造で調整しながら，校正して求めます．なお，２次側のと等価回路（右側）を示します．

抵抗%#を小さくすることは構造上難しいので，分圧比は最等価回路の電流を )とすると，ピックアップコイル測定

大でも千分の一程度とし，通常は出力端に２次分圧器が必系の回路方程式は，以下のように書けます．

要です．
誘電率の高い水中に抵抗分圧器を挿入し，高周波の信号%"%)" + %+$$ "%)
" !)
! !
%+
%+

を得ようとすると浮遊容量の影響が大きくなり!"の条件が成立しなくなります．このような条
%"%)
!$$*

（４）

件下では，容量分圧器を用います．

ここで，$は測定コイルのインダクタンスで，$$%%およ

容量分圧器

び +%%! のとき，上式の第１項と第３項は無視できて，電流 )は以下のように磁束の変化率と直接関係付けられます．

図２に容量分圧器の構造と等価回路を示します．ここで，!"は内部（高電圧）電極と挿入電極とが形成する容量，

%"
)( "
% %+

!#は挿入電極と外部電極との間で構成される容量であり，適切な条件の下で用いると，高電圧はこれらの実効的!"%!*
一方，次式に示すよう に ! の両端の電圧 & は，)な容量の比に分圧 &#!
!""!#*されます．
&"$!")
図２の右側に示すような２次分圧器を接続したとき，容を係数として磁束に比例します．

量分圧器の公称分圧比は以下のようになりますが，
!"
%#
&#
$
&" )
!""!#*)%""%#*（５）++*" !+%" + ")&$ "! )%+%$$%! ! %+
%!
! !

（２）

（６）

ここで，*をコイルの巻数とすると磁束と電流の関係は，
")
+
+
*
$#*"
)
*となるので，!の両端の電圧&を "と以下の

図２

容量分圧器の構造と２次分圧器を含む等価回路．

図３

２９１

磁束ピックアップループの等価回路．

Journal of Plasma and Fusion Research Vol.92, No.4 April 2016

この条件下では Rogowski コイルは二次側を測定回路とように相関づけることができます．
%+
('
$
(
#
'
(
'#

する変圧器として機能するので，$#+)と書け，抵抗両端の電圧が以下に示すように，電流信号に直接対応します．

（７）

(#)
'# '$
+

関係式の導出で用いた &$$'が測定周波数の上限を，-$'# が周波数の下限と信号の大きさを規定します．周波（１２）

数特性と感度（信号の大きさ）はトレードオフであり，測このように設定したトーラス状のピックアップコイルを自定に必要な周波数領域に対応できるようにコイルの巻数や己積分型の Rogowski コイルと呼びます．周波数限界を維

回路定数を適切に選択する必要があります［３］．

持して感度を上げる（巻数を減らす）には，コアにトロイピックアップコイルの感度係数 %は，電流に対する位置

ダル状で高周波数特性の良い磁性体（フェライトコアやや電流分布，および設置部分の境界条件に影響されます．

ファインメットなど）を用います．また，積分抵抗の浮遊

その よ う な 情 報が 不 確 定 な 電 流 を 計 測 す る 場 合 に は，インダクタンスを抑制するために，低インダクタンスの抵

Rogowski コイルを用います．

抗を同軸状に並べたものや，円筒状に加工した薄膜状の同Rogowski Coil

軸積分抵抗を用いることが推奨されます［３］．

図４に示すように，ピックアップ・コイルを電流路の周

なお，電流変化の周波数の逆数がコイルの周長と同程度

りにトーラス状に巻いたものがロゴスキー（Rogowski）コになってくると，コイルそのものが遅延線として波形に影イルで，パルス電流の基本的な計測器です．

響を及ぼすことも考慮する必要があります［４］．また，積トーラスが囲む断面内を通過する電流を $とすると，

分抵抗と信号ケーブルをはじめとする観測系とのインピー

Ampere の法則は以下のように書けます．

ダンス整合も重要です．これらの要素を考慮して適切に設計すれば，自己積分型の Rogowski Coil でmAの電流計測や!"&"*##$

nsec の時間応答を実現可能です
［５］．

（８）

図４の左側にロゴスキーコイルの典型的な構造を示しまコイルの巻数を +，ループの断面積を !とすると"#+!#$

す．図に示すように，観測すべき磁束変化以外の影響を排除するためにコイルの端は巻き戻します．巻き戻しをしな（９）

いと，中心を通過する磁束（測定対象以外の磁束）が影響であり，Rogowski コイルの出力電圧 V は磁束の変化率にします．また，電流分布の違いによる影響を受けないよう比例するので，に，コイルの断面とピッチはできるだけ均一になるように"します．電磁ノイズや静電的な影響がある場合には，図に"(#"#+!#$（１０）

示すようにコイルの周囲をパルス放電の特徴的な周波数のとなり，電圧を時間積分すれば，電流に比例した出力が電磁波の表皮深さよりも厚い導体でシールドして用いま得られます．ここで，#はソレノイド内部の透磁率です．

す．また，有効な信号成分をコイルに導くために，シール

積分にはピックアップコイルの場合と同様の周波数領域

ド胴体には切り込みを入れることも重要なポイントです．
４．
３．
３ 粒子ビーム計測の制限があります．したがって，周波数が高くなると（５）式の導出の際に用いた &$$'の条件を満たすことが難し

パルスパワープラズマの生成や応用に重要であるにもかくなります．そのような条件下では，積分のためのキャパ

かわらず，通常のプラズマ計測技術には含まれないことがシ タ ン ス を 使 用 し な い で，,!'$&$を 満 た す よ う に多く，適切な参考資料が少ないのが粒子計測技術です．パRogowski Coil を設定します．

ルスパワー装置を用いて発生されるパービアンスの大きい

図４に高周波用の Rogowski コイルの等価回路を示しま

ビームや高速のプラズマ流を測定する際には，イオンと併走する電子を排除してフラックスを測定する必要があります．回路方程式から，
""
")
%&
""-

す．また，イオンの質量と電荷，および運動エネルギーとが同時に時間変化するようなパルスパワー特有のビームの（１１）エネルギースペクトルを分析するには，特殊な質量（エネルギー）分析器を必要とします．
Faraday Cup
ファラデーカップは，最も一般的で信頼性の高い荷電粒
子フラックスの測定手段です．図５に動作原理を示します．荷電粒子をコレクター（金属電極）P で受け止めると，測定抵抗 '!を介してバイアスコンデンサー # の電荷が開放され，抵抗両端の電圧変化(!を測定することによって電荷フラックス（イオン電流）)#(!!
'!の絶対値が直接電気信号として直接得られます．

図４

Rogowski コイルの構造と等価回路．

パルスパワー加速器で発生されたビームは一般的にフ２９２

Lecture Note

4. Diagnostics for Pulse Powered High Energy Density Plasma

K. Horioka

的に切り出されたビームレット（微細なビーム要素）のパ
ターンは，MCP（マイクロチャネル）プレートと CCD カメラで映像化されます．図６の左下に示したのは，拡がりを持つ高エミッタンスのビーム（Image 1）とビーム軸に平行で低エミッタンスのビーム（Image 2）の蛍光面イメージの例です．低エミッタンスのビームはペッパーポットのパ
ターンを忠実に反映していることがわかります．
アパーチャーと結像面との幾何学的な位置関係からビー
ム断面に渡って位置に対するビーム要素毎の方向性を求めます．得られた結果を位置（X，Y）と運動量（Px，Py）平図５

高速応答型 Faraday Cup の構造と動作原理．

面にプロットして，楕円で近似して実効面積を求めるとエミッタンスを算出できます［６］．
質量エネルギー分析器

ラックスが大変大きいので，メッシュやアパーチャーを用
いて測定面に流入するフラックスを制限して信号を取り出Thomson Parabola Analyzer

パルスパワー加速器で発生される荷電粒子ビームは，フします．また，大電流のイオンビームや高速のプラズマ流

ラックスが高いうえに，一般にイオン種，価数，エネルのフラックスを測定する際には，質量 &，エネルギー $ギーのすべてが時間変動します．それらを同時に測定するのイオンと併走する電子（質量 .'）が必ず存在するので，手段として，Thomson Parabola 型の質量エネルギー分析

コレクター面に運動エネルギーに相当 す る

器があります［７］．

（*$ "$#）程度の負のバイアス電圧をかけて電子を.,!
&$

図７に原理を示します．ピンホール（PH1，PH2）を介してコリメートした高フラックスのイオンビームを電場と磁排除します．
信号取出し抵抗 (!は，50Ω か 50Ω よりも十分に小さい値

場とによって偏向させます．
電界（長さ %%）と磁界（長さ %$）を通過したイオンの偏に設定します．また，バイアス電圧を維持するために信号
電圧はバイアス電圧に比べて十分に低く（*!"*$），入射

向角は，それぞれ以下のように見積もれます．

する電荷量がコンデンサーの蓄積電荷量よりも十分に少なくなるように '!!&/"#*$，バイアス回路の条件を調整

#% !

+,
$%% " +,
$%%
!
!& 0#
)
#

（１３）

#$ !

+,
"%$
+,
"%$
!
"
!&0
!&)$#
#
#

（１４）

します．一方，フラックスが低い場合には，波形の変形を犠牲にして，50 Ω よりも高い値の出力抵抗で電荷量のみを観測することもあります．

ここで，+,はイオンの電荷，!は質量数，& は単位核質

特に高速の応答が要求される場合には，図の右上に示す
ように測定面から信号ケーブルまでのインピーダンスが整

量，)!#!
!&0#は運動エネルギーです．
"#$

合す る よ う に Faraday Cup そ の も の の 構 造 を 工 夫 し ま

両式から運動エネルギー ) を消去すると，す．なお，エネルギー領域によってはコレクター面からの$%% ##'! !&
##
$
+, #
"%$$

２次電子やイオンの放出の影響が大きくなるので，測定誤差の要因になります．ビーム軸に対してコレクター面に勾（１５）配を持たせたり，コレクタープレートをカップ状にして２となり，粒子の軌跡は縦軸を電場による偏向，横軸に磁場次電子を捕獲し，影響を抑制する場合があります．また，た検出器の表面に図７に示したような放物線状の軌跡を描

アパーチャーからコレクター面へのビーム軌道軸に磁場をきます．距離 L のところに設置した検出器には，粒子の検印加して２次電子の影響を抑制する対策も有効です．

出によく用いられる CR39 と呼ばれる固体飛跡検出器やシンチレータが用いられます．

一方，併走する荷電粒子をアパーチャーと磁場で取り除

CR-39 を用いる場合には，ビーム照射後に粒子トラック

くと，検出面に衝突した高速の中性粒子が２次電子を発生
し，中性粒子のフラックスを電気信号として取り出せます．定量的な見積りは，中性粒子の種類やエネルギーがわかっている場合にのみ可能ですが，高速の中性粒子発生のパラメータ依存性を定性的に議論することが可能です．
ペッパーポット検出器
準定常で動作する加速器内部のビームエミッタンス＊３は，一般にスリットで空間的に切り出したビーム電流分布を測定することで算出します．単発現象やパルスパワーで生成されるビームのエミッタンスを測定する際には，ペッパーポット検出器を用います［６］．図６に構造の例と動作原理を示します．タンタルなどの高融点金属薄板に規則的

図６にピンホールを並べた（胡椒瓶のふた）フィルターで規則
２９３

ペッパーポット型エミッタンス・モニター．

Journal of Plasma and Fusion Research Vol.92, No.4 April 2016

図８

図７

Thomson Parabola 型分析器の構成例．

Thomson Parabola 型質量エネルギー分析器．

の密度をカウントすることによって，低フルエンスのビー
ムでもイオン種，電荷とエネルギースペクトルが得られます［８］．また，時間分解が必要な場合には，ゲートパルスを印加した MCP を用いて時間分解したビームの軌跡を記録します．あるいは，電極に印加する電圧に変調をかけて得図９られた飛跡を逆解析することによって質量・エネルギース

パルパワー駆動の水中細線放電プラズマ発生装置．

ペクトルの時間変化を計測できます［９］．

"図８に具体的な設計例を示します．分析器全体を真空容間スケール ##!%# は μ 秒程度と予想されます．電源の'"$器に挿入するために，軟鉄の電極に直接磁石を取り付け，
電極と磁極を併用してコンパクトな構造にしています．まインピーダンス &% は， &% "$#!
!%# とかけ，ピーク電流の概略値はコンデンサーの充電電圧%$ をインピーダン"&

た，図に示すように磁極の周りには磁気回路設けて漏洩磁

スで割ることによって，以下のように簡単に算出できま場を抑制します．

す．

"

LPH 離れた二つのピンホール（PH1 と PH2）でコリメー"&#トされたイオンは，飛跡検出器に放物線状の軌跡を描きます．軌跡の線幅が検出感度と分解能を決めるので，ビーム

%$
"!
#
#!
!%
$

（１６）

電流のパルス幅とピーク値がわかったら，Rogowski コ

強度に応じてピンホールの径と間隔で調整します．

イルの設計・製作をします．この時間スケールでは，RC

４．
４ 小型のパルスパワー装置の製作とプラズマ生成実験の例

積分型が有利；コイルの製作に必要なパラメータは，断面積，巻き数，と長さですが，これらは設置する場所の幾何

それでは，次に実験装置と典型的な実験例を挙げながら学 的 な 条 件，お よ び３．
２節 に 示 し た 条 件；#$!$とパルパワープラズマの生成・計測法と特徴を説明しましょ'!$!，に よ っ て 決 定 し ま す．ま た，信 号 の 大 き さう．図９に，例としてパルスパワー放電を用いた水中細線（（７）式）は積分条件 '!$!を満たす範囲でノイズレベル

爆発方式の高エネルギー密度プラズマ発生装置を示しまに比べて十分に大きくなるように設定します．

す．この装置は，既設の実験装置のコンデンサーや高電圧

図１０に高速カメラで観測した水中細線放電のストリーク

抵抗などを再利用して我々の研究室で自作したものです．

像を示します．軸対称のプラズマが水中で爆発的に膨張

プラズマ生成の際には，同軸・並列状に配置した８個のし，衝撃波を駆動している状況が観測できます．なお，ス

高圧コンデンサー !（8×0.4 μF）の中心軸上に高速の高電トリーク写真を撮る際は，ワイヤー／プラズマの境界と水圧スイッチと細線負荷を設置し，パルス電流を駆動しま

中で駆動される衝撃波の挙動を強調するために半導体レーす．単発現象の場合は，大気圧の絶縁を利用したスイッチ

ザーで背後から照射しています．また，レーザー波長に対（ギャップスイッチ：GS）が適しています．GS は高速ス

応したバンドパスフィルターを用いてプラズマの自発光のイッチングができるうえに，100 kA-μ 秒級の大電流負荷に影響を抑制しています．放電実験を繰り返して行った結も対応可能です．セラミックスで封じ切り型のギャップス

果，電圧と電流波形の再現性が良いこと，固体密度から爆イッチも市販されていますが，GS は簡単な構造なので，自発的に膨張するプラズマが少なくとも数 μ 秒以上に亘って作することもパラメータを変えることも容易です．

安定な軸対称を保っていること，が確認されています．

プラズマ生成実験の際には電極間に５０から 100 μm 直径"!!!程度の領
プラズマ温度が数千度で密度が "(から "(!

の細線ワイヤーを接続，細線の周囲は水で満たします．水

域は，Warm Dense Matter＊４と呼ばれ，巨大惑星や物質科

は電極間を電気絶縁するとともにタンパー（重し）効果に学の分野で先端的な研究課題の一つになっています．抵抗よってプラズマの流体運動を抑制します．また，取り扱い

分圧器で観測した電圧波形，Rogowski コイルで測定したが容易で可視光による観測が可能であるという利点もあり

電流波形，ストリークカメラで観測したプラズマ径を基にます．

して物質の密度とエネルギー密度を見積もると，上記の条

回路インダクタンス #は μH 程度，したがって放電の時

件下で形成されたワイヤー放電プラズマは放電開始から
２９４

Lecture Note

4. Diagnostics for Pulse Powered High Energy Density Plasma

K. Horiokaとがわかります．
パルスパワーを用いて生成されたプラズマは，高強度レーザーで生成されたものと比較するとエネルギー密度は低いですが，大体積，均一で対称性に優れた Warm Dense
なプラズマを比較的長い時間スケールで形成できます．時間・空間スケールの大きさは，精度の高い計測に有利です．このような特長を利用して精度の高い導電率や状態方
程式のデータを得ることができれば，Warm Dense な状態の物質を記述する新しいモデルを構築できる可能性があります．
この節で紹介したように，パルスパワー装置を用いる

図１
０ 水中細線放電によって形成されるプラズマと衝撃波のストリーク像．

と，均一でよく定義された条件でエネルギー付与された高エネルギー密度プラズマを生成できます．パルスパワープ

μ 秒に亘って円筒状の Warm Dense 状態であることがわか

ラズマには，自作可能な小型装置と測定器でこのような研りました．

究成果を期待できるという魅力があります．

電圧と電流の履歴からプラズマ抵抗 "$
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%の

４．
５ おわりに時間変化を求め，ストリーク像から求めた断面積を用いれ
ば，プラズマの導電率 %を以下の式から算出できます．
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"

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#$#$
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&
%
%

エネルギー密度の高いプラズマを形成するには，パワーを空間的・時間的に収束させることが必要であり，高出力レーザー，ハイパワーイオンビーム，パルスパワーが形成（１７）

手段として用いられます［１２］．高出力レーザーやハイパ

ただし，&はプラズマの長さです．

ワーイオンビームも基本的には商用電力からパルスパワー

図１１は水中細線放電法によって計測されたアルミニウム技術を用いて変換されたものであり，パルスパワーは「高細線の導電率の密度依存性を示します．軸対称性を保つこエネルギー密度プラズマ」を形成するための基本的な技術とと再現性の高いことがパルスパワー駆動の水中細線放電ともいえます．

の特徴です［１０］．図のグラフは放電条件を変化させること

本講座の第１章で紹介されたように，パルスパワー技術によって得られた多くのデータを，温度一定（５０００K）の条を用いて生成されたプラズマのエネルギー密度は，レー

件の基にプラズマ密度に対する依存性について再構築してザーによって生成されたものと比べると高くはありません

得られたものです．

が，惑星科学や核融合炉工学で重要な課題となっている

固体密度 $%の 1/30（&$"$(%!
$）程度で導電率が
'%"!$
#!"

Warm Dense Matterと称される未解明で興味深い物質状態

極小値を持つことがわかります．このことは，5000 K の温を形成できます［１３］．WDM の内部では，物質の相変化度の基では，パルスエネルギー入力に伴って格子間隔が常や，励起，解離，電離，などが共存し，大変複雑で定式化

圧下の固体の３倍程度に拡がった時に導電率が極小値をとが難しい状態が形成されます．レーザーを用いれば，そのることを示唆しており，分子動力学的な計算結果とも一致ような状態は簡単に実現できますが，レーザー照射されたしています［１１］．なお，図中の数字で示した曲線は，既存

高エネルギー密度状態のプラズマには，一般に非対称・非の理論モデルによって予測される値を示していますが，導定常で複雑な構造が形成されます．そのような状態を作る

電率の密度依存性についての実験結果を幅広い密度領域にことはできても，測定条件をしっかりと定義して測ること

渡って統一的に説明できる理論は，まだ確立していないこは容易ではありません．
複雑な状態を調べるためには単純な幾何学的構造が有利です．また，高エネルギー密度プラズマを精度良く計測し，振舞いそのものを調べることを目的とするとき，プラズマの空間的・時間的なスケールは大きいほど有利です．パル
スパワー技術を用いると，対称性と均一性に優れ，大きなスケール持つさまざまな幾何学的形状のプラズマを生成することが可能という利点があります．そのような状態をWell Defined（良く定義された）と表現することがありま
すが，パルスパワーは入力条件を工夫することによって均
一で幾何学的に対称で，良く定義された状態のプラズマを実現できることが大きな長所です［１４］．
本章の４．
３節で紹介したように，コンデンサーと高速ス
イッチを準備して，適切な条件でパルスパワーを投入する

図１
１ Warm Dense 状態のアルミの導電率の密度依存性．

だけで，手軽に「高エネルギー密度状態」を生成できます．
２９５

Journal of Plasma and Fusion Research Vol.92, No.4 April 2016

電圧・電流（入力パワー）の計測などの測定手段も基本的布として定義できる．エミッタンスは多数の粒子がには自作可能です．しかも生成されたプラズマは軸対称で占める位相空間内の体積で定義され，粒子集団の秩均一です．均一なプラズマが保証されていれば，入力パ序や制御性を示す．加速器やビーム輸送系の性能のワーの時間積分と体積からエネルギー密度が評価できま

重要な指標である．

す．また，再現性が高いので電圧と電流の比から求めた導加速器内部の粒子の場合は，一般に軸（縦）方向の速電率を再構築することによって密度や温度依存性が評価で度は一定で，しかも断面（横）方向は軸対称を仮定できます．

きることが多いので，エミッタンスは２次元（r，Pr）
平面上に粒子が占める楕円の面積に帰着される．

装置や計測器を自作して試行錯誤することは，研究の基本の一つです．ここでは，電圧や電流測定をはじめとして，＊４：Warm Dense Matter：数千度で固体密度の千分の一

パルスパワー実験に基本的で，確立した計測法を紹介しまから十倍程度の状態にある物質をこのように呼ぶ．

したが，新しい計測を工夫することから新しい発見が生ま木星などの巨大惑星の内部の一部はこのような状態れます．本稿４章の例でいえば，分光測定や粒子測定を工にあると考えられている．また，真空中で固体がア

夫して温度や圧力が高精度に評価できれば，状態方程式のブレーション（熔発）する時もこのような状態を通定式化やスケーリングが可能となります．

過して真空への膨張と拡散が起こるが，そのような手作りの高エネルギー密度プラズマに魅力を感じた方状態を記述すること（状態方程式）そのものや熱伝は，新しい装置と計測器を工夫して，高エネルギー密度プ

導や電気伝導などの輸送係数を定式化することが課

ラズマの科学に是非挑戦していただきたいと思います．

題になっている．

参考文献
用語解説

［１］C. Deutch, Ann. Phys. Fr. 11, 1 (1986).
［２］S.T. Pai and Qi. Zhang, Introduction to High Power Pulse
Technology (World Scientific, 1995).
［３］久保田雄輔：核融合研究 53, 213 (1985).
［４］R.H. Huddlestone and S.L. Leonard Ed., Plasma Diagnostic
Techniques (Academic Press, 1965).
［５］D.G. Pellinen et.al., Rev. Sci. Instrum. 51, 1535 (1980).
［６］S. Humphries, Jr., Charged Particle Beams (John Wiley &Sons, 1990) p.95.
［７］M.J. Rhee and D.J. Weidman, Phys. Fluid 31, 703 (1988).
［８］宮本修冶，安池和仁：プラズマ・核融合学会誌 71,964(1995).
［９］H. Yoneda et al., Rev. Sci. Instrum. 59, 457 (1988).
［１０］T. Sasaki et al., Laser Part. Beams 24, 371 (2006).
［１１］T. Sasaki et al., Phys. Plasmas 17, 084501 (2010).
［１２］K. Horioka, Nucl. Instrum. Methods A 606, 1 (2000).
［１３］堀岡一彦 他：プラズマ・核融合学会誌 86, 269 (2010).
［１４］堀岡一彦：日本物理学会誌 67, 252 (2012).

＊１：パルス形成線路：電磁パルスを整形する装置．水や油などの誘電体を満たした同軸や平板形状の電極で構成され，電磁パルスの波形を整形する装置．電磁パルスの時間幅は，線路の幾何学的な長さとパルスを輸送する媒体の誘電率によってきまる．
＊２：パービアンス：ビーム電流を !，電圧を # としたとき "!!!
#"!!で定義される．荷電ビーム輸送を行う
際の指標．この値が大きいと空間電場に妨げられてビームは伝送できない．言い換えれば，パービアン
スの大きいビームの電流は中和化されていないと伝送できない．MV/MA 級の超高パービアンスのイオ
ンビームは必ず併走する電子を伴って，電荷と電流が少なくとも部分的には中和化されている．
＊３：エミッタンス：荷電粒子ビームのように多数の粒子で 構 成 さ れ る 状 態 は，位 置（X，Y，Z）と 運 動 量（Px，Py，Pz）を座標軸とする６次元空間内の粒子分!!!!!!!!!!!!!!!!!

ほり

おか

かず

ひこ

堀 岡 一 彦!!!!!!!!!!!!!!!!!

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

東京工業大学・大学院総合理工学研究科・
創造エネルギー専攻教授．ただし，大学改革により，４月からは工学院に所属予定．
主な研究分野は高エネルギー密度プラズ
マ，重イオン慣性核融合，荷電粒子発生と伝搬のビーム物理，
超高速流体と衝撃波，パルスパワー技術，など．MA（メガア
ンペア）レベルの電流を μ 秒以下のパルスに波形整形して制御するノウハウ（高出力パルスパワー技術）は，技術遺産として大切に継承していく必要があると思っています．

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

２９６

J. Plasma Fusion Res. Vol.92, No.4 (2016)２
９７‐３０３講座 はじめてみよう！高エネルギー密度プラズマ計測

５．レーザー宇宙プラズマ計測
5. Plasma Diagnostics in Laser Astrophysics
森田太智
MORITA Taichi
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
２月２
８日）

高出力レーザー生成プラズマを用いて宇宙の高エネルギー現象を実験室に再現し詳細に計測することで，様々なプラズマ現象を実験的に研究する手法をレーザー宇宙研究といい，近年広がりつつある宇宙・プラズマ研
究手法の一つです．ここで対象とするプラズマはその速度が数百から数千km/sと比較的大きく，空間スケールはサブミリメートルから数センチメートル程度とレーザー生成プラズマとしては比較的大きいことが特徴です．また宇宙では無衝突なプラズマを考えることが多いため，ここで対象とするプラズマ密度は，例えば慣性核融合研
究などと比べて何桁も小さくなります．このようなプラズマについて，光学計測やプローブ計測を用いた温度・密度等の計測手法や，プラズマ中における電磁場構造を可視化するための粒子ビーム計測手法（プロトンバック
ライト法）について述べるとともに，レーザー宇宙プラズマへの応用例を紹介します．
Keywords:
laser astrophysics, plasma diagnostics, high-power laser

５．
１ レーザー宇宙プラズマ研究

ラズマを用いた研究手法，計測手法の応用について紹介し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ます．

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

５．
２ プラズマ計測

超新星残骸で観測されるようなおよそ 1000 km/s にもなる
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

ここではレーザー宇宙プラズマ実験でよく用いられるプ

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

ラズマ計測について説明します．電子密度や密度変化を計示唆されていました［１，２］．実験室プラズマを用いる利点

測するためのレーザー干渉法，プラズマ中の電子の熱制動としては，多くのプラズマ計測手法を用いて天体の観測で放射による発光（自発光）計測，局所的な温度・密度等計は難しい，プラズマパラメータ測定とプラズマ構造形成の測が可能なレーザートムソン散乱法，さらにプラズマ中の可視化を同時に行うことができる点が挙げられます．宇宙

非接触な電磁場計測手法として高エネルギー陽子ビームをにおけるプラズマは希薄で高温なため粒子間の衝突がほと用いたバックライト法（プロトンバックライト法）につい

んど無い無衝突プラズマであることが多く，プラズマ中でて，それぞれの計測手法，原理を簡単に説明します．

は粒子と場の相互作用を理解する必要があります．した５．
２．
１ 密度計測がって実験室で類似した現象を研究するには，（１）非常に電子密度はプラズマの特徴を知る上で最も重要なパラ

高速なプラズマ流を生成しプラズマ同士，またはプラズマメータの１つですが，その電子密度の計測によく用いられと固体やガスと高速で相互作用させることで無衝突に近いる手法として干渉計測があります．干渉計測は，プラズマ状態を作り，（２）プラ ズ マ の 温 度・密 度・速 度 等 のパラだけでなくガス流の非接触計測としても利用され，重力波メータを正確に測定すると同時に（３）
無衝突プラズマに特検出などの基礎研究のための大型干渉計も建設されていま徴的な電磁場を計測する必要があります．

す．またその手法は一眼レフカメラのオートフォーカスな

高速プラズマ流の計測のためには数 ns 程度の時間分解

どにも応用されています．

能と，レーザー生成プラズマは典型的に数ｍｍ程度の空間

ここではレーザーを用いた干渉計測の手法について説明

スケールであるため，数 μｍから数百 μｍの空間分解能でします．干渉法ではレーザー光がプラズマ内を通るときのプラズマのパラメータや電磁場構造を計測する必要があり位相変化と真空中を通るときの位相変化の違いを計測しまます．本講座では，まずレーザー宇宙研究でよく用いられ

す．干渉計には色々な手法がありますが，図１（a）と１（b）る計測手法を説明し，宇宙プラズマや実験室プラズマで普に示したのはMach-Zehnder干渉計，Michelson干渉計と呼遍的に存在する無衝突衝撃波を例として，レーザー生成プ

ばれます．どちらも入射レーザーを２つに分離し，計測しFaculty of Engineering Science Kyushu University, Kasuga, FUKUOKA 818-0135, Japanauthor’s e-mail: morita@aees.kyushu-u.ac.jp

２９７!2016 The Japan Society of Plasma
Science and Nuclear Fusion Research

Journal of Plasma and Fusion Research Vol.92, No.4 April 2016

たいプラズマを通った光と真空中を通る光を重ねること

#
#
%% !4

"
'#! ( #
0(' !

で，２つの位相差を計測します．また図２，３に示したのは Nomarski 干渉計と呼ばれ，計測したいプラズマより十

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分大きなビーム径のレーザーをプラズマに入射し，その後プリズムを用いて分離したビーム同士を偏光子を用いて干（２）渉させる手法です．Nomarski 型ではプリズムを置く距離

この被積分項である電子密度 0*は，Abel 逆変換を用いる%と計測点までの距離 &のみで干渉縞の間隔が決まり，干ことで渉計を比較的容易に調整できますが，前の２つに比べて視

%

0'
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0*&
1
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# ( #
&( 1

野を広くとれないという弱点があります．
ここで簡単に干渉法による位相計測から密度を求める方

"
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)&
)4
.
)4 4#!1#%（３）

法を説明しておきます．プラズマは電子・イオン・中性粒となり，位相差の空間分布から電子密度の空間分布を求め子の混合気体と考えられますが，電離した気体中では光のることができます．

屈折はほぼ電子によるものと考えて良く，その屈折率 $５．
２．
２ プラズマ自発光

は電子密度 0*および入射レーザーに対する臨界密度 0(をプラズマの自発光を計測することでその構造のイメージ用いて $#("!0*!
0(と表せます．プラズマを通るビーム

ングや，温度や密度，伝搬速度等を求めることができます．

と真空中を通るビームの位相差 "，'は，プラズマの厚み .

光学的に厚い，つまり光の平均自由行程がプラズマのス

レーザー周波数 (を用いて，ケールに対して十分小さい場合，自発光は黒体放射とみなすことができますので，輝度温度 !'#!*となります．一

"
'#&
(!
''
.
$!.
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方，宇宙プラズマや比較的密度の低い実験室プラズマでは，光学的に薄く !*$!'となり，!*は熱制動放射として

(
0(!"'
).
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( !0*!
'( #0 ，
.
%!
*)
0('
#

電子密度と電子温度の関数で表されます．レーザー宇宙プ
ラズマ実験ではおもに光学的に薄い無衝突プラズマを扱う
ため，ここでは熱制動放射について考えることとします．

（１）

Maxwell 分布に従う熱的運動を行う電子が単位体積，単位となります．ここで 'は真空中の光速，0*は 0(に比べて十時間あたりに放射する熱制動放射エネルギーは以下のよう分小さいと仮定しました．式（１）は電子密度と位相差の関に表されます［３］．

係を示しており，位相差を計測することで，電子の面密度
)
)

#
%#

を求めることができます．さらに，プラズマが軸対称に生成される場合は，面密度ではなく各空間での密度を見積も#ることができます．この場合，位相差と密度の関係は図４の座標を用いて以下のように表されます．

!*'
)#&
)")2
)%
$#(%0(0," "*-, ! +% *
!
"
（４）
$ $!
#
-&!* ++
/#
&
$$
(/'$#
$ &!*
!

図１ （a）
Mach-Zehnder 干渉計と（b）
Michelson 干渉計の配置
例．BS と MR はビームスプリッターとミラーを表す．
図３

図２

Nomarski 干渉計の配置図．WP はある分離角で互いに直交する偏光の２つのビームに分離するウォラストンプリズ
ム，PL は偏光板を示す．

図４

２９８

Nomarski 干渉計の設置例．

軸対称なプラズマが生成された場合の断面と，計測用レー
ザーの入射方向（l 軸）．

Lecture Note&

5. Plasma Diagnostics in Laser Astrophysics

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T. Morita!
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#)! %)!
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!'
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（５）

# ! !
# +
%)!
)#+)+!
#! !$" #' )) & + '&"'つまり，ある波長における放射エネルギーは電子温度と電子密度の関数になります．したがって，計測器の絶対感度（６）（入力光のエネルギーと出力カウントの関係）を較正するとなります．ここで %)，%+は，それぞれ電子，イオンの電ことで，密度・温度の情報を得ることができます．しかし

気感受率，&#""%)"& %+，))は電子密度，#+，)+はイオ式（５）からわかるように，電子密度に強く依存するためプンの平均価数と数密度を示します．式（６）の第１項は電子ラズマ自発光から温度を見積もるのは一般的には難しく，項，第２項はイオン項です．協同散乱の場合，イオン項と多くの場合発光輝度は電子密度分布を示すことになります．

電子項はそれぞれイオン音波周波数（+%+'(）および電子実験ではプラズマ自発光をナノ秒程度のゲート幅で計測

プラズマ周波数（+%+,)）に共鳴周波数があり，ともにダ

可能な Intensified Charge Coupled Device（ICCD）カメラ

ブルピークを持つスペクトル形状となります．特にイオンを用 い て 時 間 分 解 し た イ メ ー ジ［Gated Optical Imager

項では共鳴周波数（GOI）］またはストリークカメラを用いてプラズマの時間

#")"$
"*
+%+'(%'#""'#'&(( (*'発展［Streaked Optical Pyrometry（SOP）］を得ることになります．特に SOP は，プラズマの伝搬速度を見積もるの（７）に利用できます．ストリークカメラとは，短時間の現象のから電子温度，およびイオン温度を求めることができ，ま時間発展を計測する装置であり，スリット，光電面，掃引

た電子項からは電子密度や電子温度を得ることができます．

部，蛍光面，および CCD カメラから成ります．前面のスリットを通った空間的に１次元の像は，光電面で電子に変５．
２．
４ 電磁場計測

換され，高速に時間変化する電位差によって掃引され，蛍

５．
２．
４．
１ プロトンバックライト計測

光面で光信号に再変換されます．つまり１次元的な像の時パルス幅が１
００ピコ秒程度以下の高強度レーザーを薄膜間発展を得ることができます．プラズマの自発光をストに照射することで，薄膜表面に付着した水分子等に含まれリークカメラで計測することで，ns 以下の短時間の現象でる電離した陽子を薄膜表面から垂直方向に加速することがも時間・空間分解してその発展を計測できます．

できます．これは，薄膜表面から加速された電子と薄膜表

５．
２．
３ 温度計測面の間に生成される強電場によって陽子が加速される現象

ここでは温度の計測としてよく用いられるレーザートム

で，Target Normal Sheath Acceleration（TNSA）と呼ばれ

ソン散乱計測について説明します．レーザートムソン散乱

ます．ここで加速される陽子は数 MeV から数十 MeV のエ

法とは，プラズマにレーザーを照射し，プラズマ中の電子

ネルギーを持ち，プラズマ中を通過すると，プラズマ中のによるトムソン散乱光を分光することで，そのスペクトル

電磁場によってその速度方向が変化します．この陽子ビーを計測する手法です．散乱スペクトルはプラズマ状態を強ムを Radiochromic Film（RCF）等で計測すると，電磁場のく反映し，電子温度やイオン温度，電子密度，ドリフト速影響を受けた陽子ビームのイメージ計測ができます．得ら度等を局所的に測定することができます．散乱断面積は電れた陽子の空間分布からプラズマ中にある電場または磁場子のランダムな運動による部分（*)：電子項）と，イオン構造を逆算して求める手法が最近用いられています［５］．

に追随する電子からの散乱（**：イオン項）に分けられ，

図５にその計測配置の例を示します．ここでは金薄膜に*#*)"**となります．

レーザーを照射することで陽子ビームを生成し，また別の

デバイ長'&よりも大きなスケールを計測する場合，プラ

高出力レーザーで生成したプラズマ内の電磁場構造を計測

ズマ中で協同的な運動をする電子による散乱を計測するこしています．計測には RCF を用いていますが，何層にも重とになり，この場合を協同散乱といいます．一方，デバイ
長よりも小さい空間スケールを計測する場合は，非協同散乱となり，電子の熱的な運動を直接見ることになります．
（!!，!-は入射レーザーおここで +#+-!+!，!#!-!!!
よび散乱光の波数ベクトル，+!，+-は そ れ ぞ れ の周波数）とし，散乱パラメータ $#""''& を定義すると，$#"の場合は協同散乱，$$"の場合は非協同散乱となります．
一般にレーザー生成プラズマを可視レーザーを用いて計測する場合，$#"となり，協同散乱となる場合が多くなります．
散乱スペクトル形状は形状因子 !'!!
+(で表され［４］，

図５

２９９

プロトンバックライト計測の配置例．

Journal of Plasma and Fusion Research Vol.92, No.4 April 2016

ねて計測することで，陽子の透過距離から，各層の RCFに CH 薄膜を設置し，#!0 mm，"!2.5 mm の位置を高出力で計測した陽子のエネルギーを知ることができます．陽子

レーザーで照射しています．実験で用いたレーザーは上海

エネルギーの違いから，プラズマ中の電磁場構造を逆算す

光机所の神光 II レーザー（中国）という大型 レ ー ザ ー

ることで電磁場を求めます．

で，出力エネルギーはおよそ 1 kJ，パルス幅 1 ns，波長は351 nm です．

５．
３ レーザー宇宙プラズマ実験への応用例

空間上の位相変化を計算し，軸対称なプラズマが生成さ

５．
３．
１ 実験配置れていると仮定すると，５．
２．
１節で説明したように，電子密

図６（a）
‐６
（c）に示したのは，レーザー宇宙プラズマ実験度を見積もることができます．図８は図７（b）の #!3 mm

で用いるプラズマ生成用のレーザー照射ターゲットの配置

付近の電子密度分布を示します．#!3.2 mm で密度が急激

図の一例です．超新星残骸や太陽系，地球近傍等，宇宙でに上昇しおよそ４倍になっていて，左側が衝撃波の上流，

普遍的に観測されている無衝突衝撃波の研究のため，実験

右側が下流に対応することがわかります．このように軸対室に高速なプラズマ流を生成しています．レーザー生成プ

称に近い密度構造がある場合，干渉計測では，プラズマのラズマを相互作用させるため，図のように２枚の薄膜をお全体的な構造に加え，局所的な密度を見積もることができ

よそ 4.6 mm 間隔で並べたターゲットを用いて，２枚のうます．しかし計測可能な密度領域はそれほど大きくなく，

ちの片側にレーザーで照射し，もう一方はレーザー生成高計測レーザー波長と光学計測配置に依存します．密度が高温プラズマからの輻射によりプラズマ化させることで，対く屈折率が大きすぎる場合はレーザーが計測できず，図７

向するプラズマ流を生成しています．さらに計測手段とし（b）で干渉縞の無い領域（レーザー照射面やターゲット薄て，ターゲットに対して斜め方向からトムソン散乱計測の膜付近）のようになり，解析不能となります．また密度がための入射レーザー（TS probe），ターゲット真横から干低い場合は，位相変化が小さいことから解析が難しくなり

渉 計 測 の た め ビ ー ム 径 を 拡 大 し た レ ー ザ ー（Opticalます．この実験で用いた計測レーザー波長 532 nm，視線方

probe）を照射し，さらに干渉計測と同じ方向から，プラズ

向のプラズマサイズ〜5 mm 程度では，計測可能な密度はマ自発光による SOP 計測を行いました．

およそ 1017−19 cm−3 程度となります．したがって，さらに

５．
３．
２ 無衝突衝撃波の密度計測

低密度を計測するには長波長が必要であり，高密度では，衝撃波が生成されると，衝撃波の上流では超音速であっ屈折した光を計測するためにレンズを近距離に設置したりた流れが下流では亜音速となり，下流領域は圧縮され，最短波長を用いるなど，計測対象に応じた設定が必要となり大で４倍程度の大きな密度変化が生じます．図７は，対向ます．

プラズマ中において生成された衝撃波の干渉計測結果で

５．
３．
３ 自発光によるプラズマの時間発展計測

す．図７（a）は真空中での計測であり，プラズマが無いため

図９は，レーザー照射によって，対向プラズマが生成さ干渉縞は空間上すべての場所でほぼ同じ方向を向いていまれている様子を示す SOP 計測の結果です．#!!，!!!ですが，プラズマが生成されると位相変化が生じるため，
図７（b）のように干渉縞が曲がります．ここで示した干渉
像はレーザー照射から 9 ns 後の計測結果になります．この
図では，#!3 mm 付近で干渉縞が急激に変化していることがわかります．この実験では，#!0 mm および #!4.6 mm

図６ （a）
トムソン散乱計測のためのレーザー照射ターゲット，
プラズマ生成用レーザー（HIPER laser），計測用レーザー（TS probe），の配置例と（b）
横からおよび（c）
上から見た
図．（d）
計測用レーザーの拡大図．空間精度は，奥行き方向に 300 μm，上下方向に 50 μm 程度であることを示す．Reprinted with permission from［６］
．Copyright 2013，AIP
Publishing LLC.

３００

図７

干渉計測による結果．（a）
プラズマが無い場合と（b）
プラズ
マ生成後の干渉像を 示 す．（b）
は z = 0 mm，x = 2.5 mmの位置に高出力レーザーを集光した後，9 ns 経過後のデータである［７］
．

図８

図７（b）
で計測された衝撃波周辺の z 軸に沿った密度分布．

Lecture Note

図９5. Plasma Diagnostics in Laser Astrophysics

T. Morita

図１０ （a）
窒素ガスによるレイリー散乱スペクトルと（b）
トムソン
散乱のイオン項スペクト ル の 計 測 結 果．Reprinted withpermission from［６］． Copyright 2013, AIP Publishing
LLC．

図６の z 軸にストリークカメラのスリットを合わせ，２枚の薄膜間に伝搬するプラズマの自発光を計測するSOPの結果．

の散乱断面積比は既知であるため，それぞれのスペクトル
レーザーが薄膜ターゲットに照射され，プラズマが生成さ強度を比較することで，電子密度を求めることができまれます．また，$!4.6 mm に置いたもう一枚の薄膜からもす．

プラズマが生成され，逆向きに伝搬している様子がわかり

図１１（a），１１（b）はそれぞれ図１０（b）で示した場所 P1 およびます．ここでプラズマ生成に用いたレーザーは大阪大学

P2 におけるスペクトルと，P1 および P2 におけるスペクトル

レーザーエネルギー学研究センターの激光 XII 号で，合計と，図１０（a）の広がりをガウス関数で評価し，式（６）の畳み

およそ 360 J，パルス幅 0.5 ns，波長 351 nm の高出力レー込み積分関数でフィッティングした結果（Best fit）
，およ

ザーです．この図からわかるように，レーザーを照射した

びそのときの式（６）（Theoretical Func.）をプロットしたも直後から非常に高速なプラズマが噴出し，その速度はおよのです．この図から得られた電子・イオン温度，ドリフト速

そ 670 km/s とわかります．また 15 ns 後から右方向に伝搬度は上流で，!"!24 eV，!#!20 eV，"!!89 km/s，下流でする密度構造が $!2 mm あたりに観測され，これが前節で，衝撃波!"!100 eV，!#!71 eV，"!!18 km/s となり［６］述べた衝撃波であると考えられます．このように SOP を用下流において明らかにプラズマが加熱されていることを示いることで，プラズマ生成やプラズマ中の構造形成の時間

しています．

発展を知ることができます．

５．
３．
５ プロトンバックライトによる衝撃波の計測

５．
３．
４ レーザートムソン散乱による衝撃波計測

最後に，強い電場を伴う静電無衝突衝撃波の生成とその衝撃波は，その上流・下流において，密度や温度，速度

プロトンバックライト計測結果について述べます．５．
１節の変化を伴います．したがって，衝撃波の上流，下流におで述べたように，無衝突衝撃波は，粒子同士の衝突がほといて上記のパラメータを局所的に計測することは，衝撃波

んど無い無衝突なプラズマ中で生成されるため，粒子と電の実験研究において非常に重要となります．レーザートム

磁場の相互作用が重要となります．この場合，超音速流をソン散乱法は，プラズマ中にレーザーを集光して，電子に散逸するのに十分な電磁場が必要です．ここでは電場が散よる散乱光を計測するため，レーザー集光径程度の空間分逸に寄与する静電衝撃波を考えます．静電衝撃波では，ほ解能を持つほぼ局所的な計測になります［図６（d）参照］．

ぼ１次元的な電場構造が衝撃波の上流−下流の遷移領域に実際に行った計測配置は図６に示した通りです．ターゲッ

生成されていると考えられます．

トに対して斜めから計測用レーザーを集光照射し，レー
ザーに沿った空間位置に於けるスペクトルを示したのが
図１０（b）です．縦軸はレーザーに沿った空間を表し，その座標を図６に示した #，$を用いて表しています．横軸は散乱光の波長を示します．図１０（a）は，プラズマではなく，中性の窒素ガスからのレイリー散乱です．レイリー散乱は中性原子に束縛された電子による散乱で，弾性散乱のため波長は入射レーザーと変わりません．波長方向の広がりは分
光器の分解能を示し，この波長方向の広がりを考慮して，
図１０（b）のトムソン 散 乱 スペクトルを 式（６）でフィッティン
グすることで，電子温度・イオン温度・電離度を求めることができます．図１０（b）から明らかなように，#!−0.5 mm
付近で急激にスペクトル形状が変化しています．一般的にスペクトルが広がる程高温を意味し，入射レーザー波長（532 nm）からのずれが大きいほど，流速が大きいことを

図１
１ ２点（a）
P1，（b）
P2 におけるスペクトル形状．Reprinted
with permission from［６］
．Copyright 2013，AIP Publishing LLC．

示します．つまり，P1 は衝撃波の上流，P2 は下流を表していると考えられます．また，レイリー散乱とトムソン散乱
３０１

Journal of Plasma and Fusion Research Vol.92, No.4 April 2016

図１
２ 陽子ビームによるイメージング結果．（a）
‐
（d）
はそれぞれ
10 ns 後の陽子のエネルギー 4.7 MeV，7.0 MeV，8.8 MeV，
10.4 MeV による結果．

図１２に示したのは，プラズマ中に生成された静電衝撃波に真横から陽子ビームを入射したときに得られた陽子分布
イメージです．この衝撃波は静電衝撃波と考えられるため［８］，衝撃波近傍での上流，下流領域に平坦なポテンシャ
ル構造を仮定し，非常に薄い（粒子の平均自由行程より短
い，この場合数 μm 程度）遷移領域を考えます．陽子が高エネルギーになるほど電場による屈折が小さく，RCF 上に形

図１
３ （a）
RCF 上に生成される陽子ビームのイメージのエネル
ギー依存性の計算結果．（b）‐（e）
計測される陽子エネル
ギー（4.7，7.0，8.8，10.4 MeV）が RCF 上に形成する陽子の空間分布．

成される構造は小さくなると考えられます．図１３は，入射陽子ビームのエネルギーの関数として，RCF 上に作られる構造（RCF 陽子の変位量）を計算したものです．このよう能性を秘めています．

に，入射エネルギーの違い，つまり実験的には多層に並べた RCF の何層目かに計測された構造の幅を比較すること謝で，プラズマ中の衝撃波の幅を見積もることが可能となり

辞ます．実際にこの手法で見積もった衝撃波の幅はおよそ

大型レーザー運転に関して，大阪大学レーザーエネル

2 μm となり，典型的な粒子間の平均自由行程〜100 μm とギー学研究センターの激光 XII 号レーザー，上海光机所の比較すると極端に短く，ここで計測した構造は無衝突衝撃

神光 II レーザー，およびローレンスリバモア国立研究所の波であることを示唆しています．

Jupiter レーザー施設の多くの技術者，研究者に感謝致します．ドイツ HDZR の高部英明 氏，大 阪 大 学 の 坂 和 洋 一

５．
４ まとめ

氏，佐野孝好氏，九州大学の富田健太郎氏，国立天文台の本章で紹介したように，レーザー宇宙研究では数 mm

加藤恒彦氏，米国ローレンスリバモア国立研究所の H.-S.

程度の空間スケールの高速な流れを可視化するため，数ナ

Park 氏，B. Remington 氏，N.L. Kugland 氏，台湾国立中央

ノ秒程度の時間分解・数 μm から数百 μm の空間分解能で大学の蔵満康浩氏，核融合科学研究所の森高外征雄氏，英プラズマのパラメータや電磁場構造を計測する必要があり

国 Oxford 大学の G. Gergori 氏，英国 York 大学の N. Woos-

ます．またレーザー宇宙研究の特色として，（１）プラズマley 氏，フランス LULI の M. Koenig 氏，フランスパリ天文のイメージング計測，（２）局所的な計測，（３）電磁場計測を台の C. Michaut 氏に感謝します．またそれ以上に多くの学すべて同時に行うことが可能で，これは宇宙での観測や衛生の助けにより，大型レーザー実験を行うことができまし星による その場 計測と比べたとき，レーザー宇宙研究のた．感謝いたします．

利点となります．ここで述べた干渉計測，自発光計測，本章で紹介した研究の一部は日本学術振興会科学研究費

レーザートムソン散乱計測，プロトンバックライトは，上補助金基盤研究（B）（２１３４０１７２，２４３４０１４１），特別研究員奨記３点を行う上で非常に有用な計測です．なお，本章では励費（１１J０６９８７），U.S. Department of Energy Contract No.

述べませんでしたが，磁場計測手法として，レーザーを用

DE-AC52-07NA27344，およびレーザーエネルギー学研究いたファラデー回転計測［９，１０］や磁気プローブによる直接

センター共同利用・共同研究からの助成のもとで行われま計測等も広く利用されています［１１］．このように多くの計した．感謝いたします．

測を同時に行うことで，レーザー宇宙研究は，宇宙の観測や数値計算だけでは解釈の難しい物理現象を解明できる可
３０２

Lecture Note

5. Plasma Diagnostics in Laser Astrophysics

Press, 2011) Second Edition.
［５］N.L. Kugland et al., Rev. Sci. Instrum. 83, 101301 (2012).
［６］T. Morita et al., Phys. Plasmas 20, 092115 (2013).
［７］T. Morita et al., Phys. Plasmas 17, 122702 (2010).
［８］T. Morita et al., J. Phys.: Conf. Ser. 688, 012071 (2016).
［９］T. Pisarczyk et al., J. Soviet Laser Res. 11, 1 (1990).
［１０］M. Borghesi et al., Vehn. Phys. Rev. Let. 80, 5137 (1998).
［１１］G. Gregori et al., Nature 481, 480, (2012).

参考文献［１］B. Remington et al., Rev. Mod. Phys. 78, 755 (2006).
［２］H. Takabe et al., Plasma Phys. Controll. Fusion 50, 124057(2008).
［３］G.B. Rybicki and A.P. Lightman. Radiative Processes in Astrophysics (Wiley-VCH, 1985).
［４］J. Sheffield et al., Plasma Scattering of Electromagnetic Radiation, Theory and Measurement Techniques. (Academic!!!!!!!!!!!!!!

もり

た

たい

ち

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．

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

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

森 田 太 智T. Morita!!!!!!!!!!!!!!!!!!!!!!!!!!

３０３

J. Plasma Fusion Res. Vol.92, No.5 (2016)３
６５‐３７１

講座 はじめてみよう！高エネルギー密度プラズマ計測

６．慣性核融合プラズマ計測
6. Plasma Diagnostics for Inertial Confinement Fusion Plasma
白神宏之
SHIRAGA Hiroyuki
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
２月２
８日）

慣性核融合，特にその爆縮コアプラズマの特性は燃料性能の評価として重要ですが，その計測においては微小（数ミクロン）・高速（数１０ピコ秒）・不透明という３重苦を克服する必要があります．これらを同時に満足できるのは高エネルギー高速分光 X 線画像計測だけですが，どれか一つの制約を外せば，中性子計測に見られるよ
うに実に多彩多様な計測技術が発展しています．さらに，これらを組み合わせることにより，燃料プラズマのダ
イナミクス，パフォーマンス，関連する基礎的物理現象等を包括的に捉えることができるようになります．X
線・中性子計測による燃料プラズマ計測からいくつかの例を取り上げ，それらの課題と考え方を取り上げます．
Keywords:
plasma diagnostics, inertial confinement fusion, fast x-ray imaging, neutron diagnostics

６．
１ はじめにDiagnostics の Proceedings を参考にしてください［２］．特レーザー核融合に代表される慣性核融合［１］，特にそのに最近の米国 National Ignition Facility（NIF）における新爆縮コアプラズマに関する研究においては，爆縮コア燃料

しい技術の開発は素晴らしい展開をみせていますが，これの形成ダイナミクスと燃料性能を計測により診断し，シについてはこの小特集としては話が詳しすぎることになる

ミュレーションコードとの比較により，設計通りの爆縮がので，本章では割愛します．それらについては，NIF の実現しているかどうかの評価を行うことが重要です．しかweb site［３］等を参考にしてください．

し，爆縮コアプラズマに関しては本質的に，微小（数ミク

また，これまでになされてきた爆縮コアの計測には，実ロン）・高速（数１０ピコ秒）・不透明という３重苦を克服すに膨大な成果があります．さらに，計測対象がどのレベルる必要があります．これらを同時に満足できるのは高エネの規模の爆縮プラズマであるかによっても計測可能なパラ

ルギー高速分光 X 線画像計測だけです．しかし，どれか一メータ，計測手法も大きく変わります．爆縮プラズマに関つの制約を外せば，中性子計測にみられるように実に多彩する様々な計測対象，計測手法については，表１にまとめ

多様な計測技術が発展しています（例えば，中性子画像計

ました．本章ではそれらについて百科辞典的に詳細な文献

測における時間分解を時間積分にするなど）．さらに，こを網羅することは避け，いくつかの代表的計測における考れらを組み合わせることによって，燃料プラズマのダイナ

え方を中心に述べます．

ミクス，パフォーマンス，関連する基礎的物理現象等を包

６．
２ 爆縮核融合プラズマとその計測括的に捉えることができるようになります．
計測は，必ず対象となるプラズマに関する物理的描像が発電炉設計として検討されている核融合反応は，重水
素・三重水素によるあって初めて意味のあるものとなります．さもなければ，計測結果はただのデータの山でしかなく，そこから得られ

D+T→He+n+17.8［MeV］

る理解は限定的なものにしかならないからです．これもプ（１）

ラズマ計測において理解しておかねばならない点です．そです．これを現実的なエネルギー源にすべく制御可能なレのような視点を踏まえて，X 線・中性子計測による燃料プ

ベルで発生させるためには，「爆縮」という手法が重要でラズマ性能計測からいくつかの例を取り上げながら，慣性

す．爆縮とは，１９７２年に Teller および Nuckolls により公表

核融合プラズマ計測の基本的考え方と課題について論じまされた［４］，核融合反応をいかに小規模で実現するかの流す．

体工学的手法です．すなわち，燃料を空間的に圧縮するこ尚，爆縮プラズマの計測診断方法の開発の進展はまさにとで固体密度の１０００倍以上にも圧縮し，高密度高圧力が故日進月歩であり，最新の成果については，米国物理学会主に燃料が飛散する前に慣性により留まる短い時間内に十分

催で隔年開催される国際会議 High-Temperature Plasma

な燃焼率で核融合反応を起こすという方法であり，その意

Institute of Laser Engineering, Osaka University, Suita, OSAKA 565-0871, Japanauthor’s e-mail: shiraga@ile.osaka-u.ac.jp

３６５!2016 The Japan Society of Plasma
Science and Nuclear Fusion Research

Journal of Plasma and Fusion Research Vol.92, No.5 May 2016

表１
爆縮過程

レーザー駆動爆縮の各相におけるプラズマ診断技術（Nc はレーザー臨界密度，Ns は固体密度）
．

物理現象

計測対象

計測手法
分散手法

レー ザ ー プ ラ
反射・散乱光 積分球
ズマ相互作用 レーザー吸収率 反射光パターン 光学写真

プラズマパラメータ領域
検出手法（時間積分）検出手法（時間分解）密度

温度

光学センサーNc

1−10 keV

紫外〜赤外 CCD

Nc

1−10 keV

吸収強度分布

X 線発光分布X 線カメラX 線 CCD，等

1−100 Nc

1−10 keV

ブリラン散乱散乱 光 ス ペ ク
光学分光器，光学カメラ
トル，パターン

紫外〜赤外 CCD

光学ストリークカメラ〜Nc

1−10 keV

散乱光スペクト
光学分光器，光学カメラ
ル，パターン

紫外〜赤外 CCD

光学ストリークカメラ

1/4−1 Nc

1−10 keV

高速 電 子 ス ペ
硬 X 線分光器
クトル

IP，シンチフォトマル

ラマン散乱

２プラズモン崩
$光
（3/2）
壊不安定性
CBET

電場・磁場発生

爆縮 ダ イ ナ ミ 衝撃波通過
クス（加速相）加速軌跡

1−10 keV

光学分光器，光学カメラ

紫外〜赤外 CCD

光学ストリークカメラ

1/4 Nc1−10 keV

透 過 光 エネル
光学分光器，光学カメラ
ギー，
スペクトル

紫外〜赤外 CCD

光学ストリークカメラ!Nc

1−10 keV

!
荷電粒子
（p，
粒子分光器，フィルター等等）
プローブ

IP，MCP，RCF 等

ToF 法（Gated MCP 等） 1−100 Nc

1−10 keV

ファラデー回転プローブ光・偏光子

紫外〜赤外 CCD

光学ストリークカメラ

1−100 Nc

1−10 keV

B 時間変化

B-dot プローブ

−

オシロ等

1−100 Nc

1−10 keV

衝撃波通過時間 VISAR 等−

光学ストリークカメラ

Ns

1−100 eV

X 線ストリークカメラ，
X 線フレーミングカメラ

1−10 Ns

1−100 eV

X 線ストリークカメラ，
X 線フレーミングカメラ

1−10 Ns

1−100 eV

シェル軌跡

Side-onX 線バックライト

爆縮対称性

シェル形状

自発光／X 線バックライト

RT 不安定性

擾乱振幅の成長 Face-on X 線バックライト，他 −X 線ストリークカメラ，
X 線フレーミングカメラ

1−10 Ns

1−100 eVRM 不安定性

擾乱振幅の成長 Face-on X 線バックライト，他 −X 線ストリークカメラ，
X 線フレーミングカメラ

1−10 Ns

1−100 eV

X 線ストリークカメラ，
X 線フレーミングカメラ

1−10 Ns

1−100 eV

その他の流体不 流体 ミ キ シ ン
dopant の X 線分光
安定性等
グ等

X 線 CCD，等（flash）

X 線 CCD，等

自発光X線によ ピンホールカメラ，KB 顕微
爆縮 コ ア ダ イ
X 線 CCD，等
減速ダイナミクス
るシェル軌跡鏡，FZP，モノクロカメラ等
ナ ミ ク ス（減速相）
自発光X線によ ピンホールカメラ，KB 顕微
X 線 CCD，等
非対称性
るシェル形状鏡，FZP，モノクロカメラ等

X 線ストリークカメラ，
X 線フレーミングカメラ

1−1000 Ns

1−10 keV

X 線ストリークカメラ，
X 線フレーミングカメラ

1−1000 Ns

1−10 keV

流体 ミ キ シ ン
X 線分光
グ等

X 線 CCD，等

X 線ストリークカメラ，
X 線フレーミングカメラ

1−100 Ns

1−10 keV

ホットスパーク 自発光X線によ ピンホールカメラ，KB 顕微
X 線 CCD，等
形成
るシェル形状鏡，FZP，モノクロカメラ等

X 線ストリークカメラ，
X 線フレーミングカメラ

1−100 Ns

1−10 keV

自発光 X 線に ピンホールカメラ，KB 顕微
X 線 CCD，等
よるコア形状 鏡，FZP，モノクロカメラ等

X 線ストリークカメラ，
X 線フレーミングカメラ

1−1000 Ns

1−10 keV

ミキシング

爆縮燃料性能燃料形状
パラメータ（ス タ グ ネ ー
ション相）
核反応性能

１次中性子
イールド

飛行時間法，エネルギー分 シンチレータ，放射化検解他
出器，飛跡検出器

1−1000 Ns

1−10 keV

イオン温度

飛行時間法

シンチレータ，他

1−1000 Ns

1−10 keV

中性子発生時刻 中性子時間波形 直接時間分解

シンチレータ，他

1−1000 Ns

1−10 keV

中性子発生時間"線履歴
履歴−

1−1000 Ns

1−10 keV

シンチレータ（ToF エネ
1−1000 Ns
ルギー分解）

1−10 keV

Ge カウンター等

1−1000 Ns

1−3 keV
1−3 keV"線変換荷電粒子分光器

シンチレータ等

中性子発生空間
中性子半影カメラ，中性子
シンチレータ等
中性子空間分布
分布ピンホールカメラ
主燃料 #!

燃料構造

放射化計測

主燃料 #!

散乱中性子カメラ

シンチレータ等

シンチレータ（ToF エネ
1−1000 Ns
ルギー分解）

主燃料分布

散乱中性子カメラ

シンチレータ等

シンチレータ（ToF エネ
1−1000 Ns
ルギー分解）

1−3 keV

ホットスパーク 高 エ ネ ル ギ ー 中 性 子 カ メ シンチレータ等，X線モノ シンチレータ（ToF エネ
1−100 Nsラ，dopant の X 線分光
クロカメラ等
ルギー分解）#!

1−10 keV

シンチレータ（ToF エネ
1−100 Ns
ルギー分解）

1−10 keV

ホットスパーク
高エネルギー中性子カメラ
分布シンチレータ等

味で，慣性核融合と呼ばれます．これは，低密度プラズマ

した［６，７］．慣性核融合においてもう一つ重要な概念は，圧を磁場により長時間閉じ込める磁場閉じ込め核融合とは正縮した燃料の内の一部のみを高温にし，そこで核融合反応

反対のアプローチです．爆縮による慣性核融合の概念自体により発生した !粒子により，残る種燃料を加熱する「自は１９７０年のメイマンによるレーザーの発明［５］よりも前に，己点火」です．慣性核融合においては，燃料の高密度爆縮

Nuckolls により「マイクロ核融合」として構想されていまと自己点火は必須であり，したがって，この２つのプロセ
３６６

Lecture Note

6. Plasma Diagnostics for Inertial Confinement Fusion Plasma

H. Shiraga

スの検証が最も重要な計測項目となります．
爆縮・自己点火には下記のように４段階があります．
① レーザーが核融合燃料（重水素・三重水素）を封入した
球殻状の燃料ペレットの表面に照射され，球殻が内向きの加速を開始するまでの，初期相．この間に，その強度分布が表面形状に焼き付けられる（インプリントと呼ぶ）現象などが起きます．これがその後の加速相における流体不安定性の初期擾乱となります．
② レーザー照射による燃料ペレット外殻の外向きのアブレーションの反作用圧力で球殻を内向きに加速する加速 相（ア ブ レ ー シ ョ ン 圧 力＝10−100 Mbar（1−10）．
TPa），爆縮速度＝〜3×107 cm/s（300 km/s）③ 燃料プラズマが球殻中心で断熱圧縮により高密度になり，球状に反発する外向きの圧力により減速し停止するに至る減速相．

図１

最大圧縮近傍でのプラズマダイナミクス．

④ 減速が完了し，燃料が慣性でそのま滞留するスタグ
ネーション相．点火燃焼レベルの爆縮（燃料密度＝1000−10000×固 体 密 度，#!!3 g/cm2（30 kG/m2），イ オ
ン温度＝5−10 keV）になると，この短時間の内に，高温高密度になった燃料プラズマ中で核融合反応が起こ
り，発生した"粒子が高密度主燃料を自己加熱し核融合
燃焼波が形成され核融合出力を発生します．
⑤ 爆縮完了後，高温高圧力により，残った燃料プラズマが飛散する相．炉工学的見地からは，ここでのプラズマ速
図２

度や密度も重要になります．

爆縮燃料プラズマの典型的構造と要求されるプラズマ診断．

このような爆縮の概念は，エネルギー形態をレーザー光

６．
３ 減速相の爆縮ダイナミクス計測

エネルギー→球殻の内向きの運動エネルギー→燃料プラズ
マの内部エネルギーと変換しながら高エネルギー密度状態

減速相での爆縮の特性及び不完全性は，次の点火燃焼プを形成する，空間的時間的にパルス圧縮する流体工学的手

ラズマの状態に決定的影響を与えるので極めて重要です．

法であるとも言えます．

すなわち，減速相の燃料の物理的状態が次のスタグネー

爆縮の各過程については，それぞれの段階での重要な物

ション相でのコア性能を決めます．ここで測定するパラ理に特化した様々な計測手法が必要であり，実に多彩な計メータは，最終的な爆縮速度，燃料シェル厚さ等の流体力測が考案され，実験に導入されてきました．それらを表１

学的特性と温度・密度分布等のプラズマパラメータです．

に概観します．ここでこれらを網羅することはここでは不一方，問題となるのは，三次元収縮を伴う流体不安定性，可能であり，本章では，上記の③と④，すなわち爆縮コア

小スケールのミキシングなどによる，燃料の形状，空間構

プラズマの減速相におけるコア形成ダイナミクスと，スタ

造の変化と，ホットスパーク部への主燃料の侵入などでグネーション相における高密度・高温のコアプラズマの計

す．中心点火ではこれらが燃料形状の不完全性とそれに伴測に限定し，その課題と計測手法についての考え方に話題う燃料の体積増加による密度および密度・半径積（#!値）

を限って述べます（図１）．ここでは，X 線高速分光画像計の低下，主燃料とスパークの境界面が増えるために増加す

測および中性子などの核反応由来の粒子計測がその中心的る熱伝導や低温主燃料の混合によるスパーク部の温度低下手法となります（図２）．

などにより，爆縮燃料プラズマの性能劣化を招きます．中なお，慣性核融合の点火手法には，上記の中心点火方式

心スパーク形成を必要としない高速点火核融合において（低温高密度主燃料の内部に断熱圧縮により高温低密度のも，完全に減速しない部分があるとその流体の運動エネル

ホットスパークを形成する）と，２０００年頃から研究が盛ん

ギーが残存したままになり燃料圧縮に寄与しないので，高になってきた高速点火方式（燃料の最大密度の圧縮時に外密度圧縮を妨げます．

部から短パルスレーザー照射により生成された高速電子等

減速相ダイナミクスに関しては，プラズマはまだ高速での加熱源からエネルギーを燃料の一部に投入しホットス

運動しており，高時間空間分解が必要であるため主としてパークを形成する）がありますが，本章では主に中心点火

高速 X 線分光画像計測が用いられます．しかし減速相にお方式について述べます，高速点火方式と共通する課題を持

いて特に重要なのは，三次元収縮を伴う流体不安定性の燃つ計測手法については，一部関連する話題が７章に述べら

料シェル内面での状態ですが，計測対象となる流体不安定

れています．

性の波長や振幅などは，空間構造的に微小でありかつそれらが高速変化し，しかもシェル内部の構造であるため，直３６７

Journal of Plasma and Fusion Research Vol.92, No.5 May 2016

するプラズマの不透明性に対しては，硬 X 線を選択する以

接計測に成功した例は多くありません［８，９］．

外に解決法はありません．しかし硬 X 線スペクトルとなる

６．
４ スタグネーション相の爆縮コアプラズマ計測と，ハードウエア的にも使える装置が限られます．

スタグネーション相における重要なプラズマ特性は爆縮

高時間分解 X 線画像計測器の例としては，マイクロチャ

燃料プラズマにおける核融合反応，すなわち核融合出力そ

ンネルプレートのストリップラインに伝搬する電圧パルスのものを表す中性子イールドです．これが，爆縮の結果形を印加することにより画像にゲートをかける X 線フレーミ

成される圧縮燃料プラズマの性能を示します．さらに，核ングカメラ（時間分解能35-80 ps）［１０］，電子管式X線スト

融合反応粒子計測は単に核融合出力だけではなく，それら

リークカメラに画像サンプリングを組み合わせて２次元画の高次反応を通じてさらに様々な燃料プラズマの計測が可

像 取 得 を 可 能 と し た MIXS（Multi-Image X-ray Streak

能となります．

Camera）や 2D-SIXS（2-dimensional Sampling Image X-ray

また，ここでのダイナミクスとしての課題は，爆縮されStreak Camera）と呼ばれる手法（時間分解能 10-20 ps）なた燃料プラズマの温度，密度，"!値，それらの内部構造

ど［１１］，さらには最近になって開発された X 線電子管式フ（形状，空間分布）とその時間変化です．それらの球対称性

レーミングカメラの電子管内での電子速度制御により高時とともに，流体不安定性の高次モードに由来すると考えら

間 分 解 能 を 実 現 し た Dilation Camera［１２］（時 間 分 解 能

れる主燃料のホットスパーク部への混入あるいはミキシン

5−10 ps）などがあります．
近年発展の著しい超高強度短パルス（1 ps など）レー

グも重要です．これが爆縮コアの特性を決定し，さらにホットスパークから十分な !粒子が発生し点火燃焼を実現

ザーを用いて発生させた銅（Cu）の !!線（8.1 keV）など

出来るかどうかを決定します．

は比較的高エネルギーの X 線であり，これを光源とする X

爆縮の球対称性が良くない場合，プラズマの運動は減速

線バックライト法を Kirkpatrick-Baez 顕微鏡（空間分解能

相のそれを引きずったままとなります．すなわち減速相と2 μmなど）やフレネルゾーンプレートなどの高空間分解結

スタグネーション相が連続となり区別できなくなります．そ像系と組み合わせた X 線バックライト法は，少なくともの場合，この状態での計測対象としての燃料プラズマの特シェルに対しては，今後有望な計測手法となるでしょう．

徴は，全ての爆縮過程中でも最も微小，高速，不透明であ

ただし，レーザー照射ターゲットからの硬 X 線の発光効率

り，時間空間分解計測は非常に困難です．もし爆縮燃料のは高くなく，計測に十分な光量を得るのが難しくなる，あ

球対称性が良ければ，燃料は流体運動としてはほぼ停止状

るいはそのために用いるレーザー光に大きなエネルギーを態にあり，形状や速度分布などは完全球対称からのズレを要するなどの懸念があります．
X 線のライン発光スペクトルの強度比やそのライン幅か測定することになるので，計測は若干やりやすくなります．

ら温度や密度を求める分光学的なプラズマパラメータの測６．
５ 高速 X 線分光画像計測

定は一般的な方法ですが，この相の爆縮プラズマに対して

時間積分計測は比較的容易だが計測対象はダイナミクス

は，プラズマが高密度であるためライン発光特性にプラズ

でないと意味をなさないので，時空同時高分解分光画像がマのモデリングを適用しにくく，また時空かつスペクトル

重要となります．スタグネーション相における高速 X 線画の同時分解は４次元計測となり，困難です．

像計測に関する有効な計測手法は，減速相に対する手法と高時間分解撮像装置としては，X 線ストリークカメラ

重なる部分も多いです．

は，超短パルス X 線源を用いた X 線バックライト法を除け

ただし，核融合燃料である重水素・三重水素自体は原子

ば，10 ps以下から2 ps程度までの高時間分解能を期待でき

番号１の最も低 Z な物質であり，発光ラインスペクトルはる唯一の高時間分解画像計測装置です．爆縮コアプラズマ

10 eV の領域にあるので，1−5 keV 以上の温度で完全電離の時空分解計測の一例として，MIXS 法による結果を図３している燃料からの自発光線スペクトルはあり得ず，プラに示します．これは X 線ストリークカメラに画像サンプリ

ズマの不透明性から言っても計測対象とはなりません．まング技術を応用した技術［１３］で，この例では，時間分解能

た，制動放射についても同じく低原子番号物質であるが故12 ps，コマ間隔 9 ps，空間分解能 15 μm，観測 X 線エネルに自発光の強度は小さく，有用な計測対象となりません．

ギー領域は 2−5 keV 程度です．この時のターゲットは，直したがって燃料中に高 Z 物質をドープするなどの工夫が必

径５００ミクロン，球殻厚さ 7 μm のポリスチレン（C8H8）に重要ですが，その場合，爆縮特性自体に影響を与えてしまう

水素（D2）ガスを 50 atm（5 MPa）とドーパントとしてアルゴので，本来それは好ましくありません．

ン（Ar）ガスを 0.1 atm 封入したものであり，これを大阪大

一方シェルの部分については，爆縮に影響を与えないあ学レーザーエネルギー学研究センターの激光 XII 号レー

る程度のドープは可能であり，分光で温度マップの時間空ザー（波長：0.53 μm，照射エネルギー：5 kJ，パルス幅：

間分解画像の取得は可能です．また，主燃料をとりまくア

1.3 ns）で照射しました．
図３の（a）は，爆縮コアの自発光の時間分解画像です．画

ブレータ自体は重水素燃料ではなく，比較的低原子番号ではあるがプラスチック中の C 元素等は，自発光または X

像の下の数値はレーザー照射後の時刻（ps）です．３〜４列線バックライトとの計測対象となり得るので，アブレータ

目が最大発光ですが，連続するコマ間で空間構造が変化しがまだ残っている減速相では有効となる場合があります．

ていっているのが見て取れます．
（b）は全コマを積算した

これらの相ではプラズマは最も高密度であり，X 線に対もの，すなわち時間積分像ですが，これではコアの内部構
３６８Lecture Note

6. Plasma Diagnostics for Inertial Confinement Fusion Plasma

図３

H. Shiraga

異なるレーザー集光条件でのレーザー爆縮コアの再構成フレーム画像．

造は全く見えません．（c）は（a）の中の１コマ（$!2661 ps）＋n（2.45 MeV）
D+D→3He（0.82 MeV）

で，ターゲットに対するレーザー照射が非一様性を持つ場合であり，コアの内部の発光強度に島状の構造があるのが明確に見て取れます．一方，（d）はレーザー照射が（c）
より

（２）

D+D→T
（1.01 MeV）
＋p
（3.02 MeV）

（３）

D+T→４He（3.52 MeV）
＋n
（14.06 MeV）

（４）

も比較的一様性の高かった場合の最大発光時刻近くのコマなどの反応で，発生した中性子やプロトン，He 粒子を測定

で，（c）の様な明確な内部構造は見えません．これを計測

し ま す．特 に 中 性 子（2.45 MeV，14.1 MeV）に 関 し て器の蛍光面とフィルターの種類を替えた複数の画像計測

は，飛程が長いので，一般に荷電粒子であるプロトン等よに，何らかの X 線スペクトルを仮定すれば，温度分布の時りは高い $"（燃料密度半径積）まで測定が可能です．

間変化に関する画像情報も得ることができます．

先ず，その発生量（中性子イールド）測定が重要です．こ

このように，爆縮コアのダイナミクス計測には時空同時

れは核融合反応による出力エネルギーそのものを測定する

高分解画像が欠かせません．

ことになります．
時間分解計測器を用いて飛行時間（TOF : time of flight）

６．
６ 核反応粒子計測の分布により発生源での中性子エネルギースペクトルを測爆縮コアでの１次核融合反応により発生した中性子やプ定し，その拡がりから核反応時のイオン温度を測定できま

ロトン等およびそこからさらに派生する高次反応を含む粒す．その際のエネルギー幅 #!&とイオン温度 #%の関係は，子の計測から，爆縮コアの様々なパラメータや特性を評価

DD 反応の場合，する手法が，核融合反応由来の粒子計測です．各反応粒子

!"
"
［keV］
#!［
!
#
#"
!$"
#
& keV］%

計測には発生粒子を受動的に計測する場合と，特定の核反（５）

応物質をドープしてその放射化粒子を測定するなどの半能と表せます［１４］．この計測は基本的に時間空間積分測定と動的計測とが可能です．

なり，中性子発生が最も多い時刻・場所を代表する測定に

中性子計測に関しては，種々の理由でそれがエネルギー

ならざるを得ません．

分布を持つため，単一の光速で飛来する X 線計測とは異な

さらに高時間分解が可能で有れば，燃料プラズマ内で核り一般に直接的時間分解計測は困難です．したがって，時反応が起こる時間履歴（バーンヒストリー）を直接測定で空同時分解は容易ではありません．逆に時間分解計測は，

きます［１５］．ただしこの場合は，上記のイオン温度による中性子の発生時間が数 10〜100 ps 程度と極めて短時間であTOF拡がりが無視できるよう，計測点を燃料プラズマに近ることを利用することにより，エネルギー分布に関する情づける必要があります．この場合は時間分解はできます

報を得ることに応用されます．

が，同時に空間分解を行うことは困難であり，やはり空間

まず，１次反応粒子計測について説明します．燃料プラ

積分計測とならざるを得ません．

ズマ中で起こる核反応粒子そのものを測定する場合を１次中性子の空間分解像を得るには，空間分解能の高い結像反応粒子計測と呼び，DD 反応あるいは DT 反応

系が必要ですが，中性子自体の飛程が長いことから，結像
３６９

Journal of Plasma and Fusion Research Vol.92, No.5 May 2016

系を構成すること自体が容易ではありません．例えば X

２次反応生成粒子のイールドは１次反応イールドと燃料線でよく使われるのと同様にピンホールカメラを構成しよ#"に比例する［１７］ので，例えば DD 燃料の場合，１次反うとすると，中性子発生領域の大きさ（数 10〜100 μm）よ

応中性子（2.45 MeV）イールド（$&!）と２次反応中性子りも小さいピンホールが必要となりますが，核融合反応中（11.8−17.1 MeV）イールド（$&"）を同時計測すれば，爆縮性子だと飛程は数 cm 以上のオーダーとなり，結像系の厚燃料の重要なパラメータである #"値を求めることができさがピンホールの直径よりもずっと大きくなるので，ピンます．

ホールというより長い筒状の開口となり，ピンホール自体

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

を構成できません．実際に使われているのは，特殊な形状

（１０）

ここで，$
$!# %は２次反応であるDT反応の熱平均反応断面で光源よりも大きな開口で半影撮像を行い，画像処理で空間分解像を得る方法［１６］ですが，これにしても中性子の積，%% は重水素原子核の質量です．ただし，この方法で計飛程が大きいことから，かなりの厚みを持った結像系となれる #"値は，１次反応で生成される T（1.01 MeV）の飛程

り，画像の中心部と周辺部で倍率が異なる（光学系での収で上限が決まり，#"!30 mg/cm2（300 kg/m2）までです．

差に相当する）などの問題が発生します．ただし，中性子２次核反応とはやや異なるが，１次反応中性子が残存燃

イールドが十分大きく，爆縮コアから結像系までの距離が料中のイオンで散乱した散乱中性子を計測することが注目

結像系の厚さよりも十分大きければ，この問題は解消されされています．１次中性子の散乱は燃料密度の高い領域でます．

起こるので，中心スパークよりも主燃料の #"値を求める

これらの計測は，燃料が DT の場合，発生中性子エネル

ことができます．特にこれを空間分解測定すれば，主燃料

ギーが 14.1 MeV と高いので，TOF でのさらに高い時間分の空間分布に関する情報を得ることができます．但し，こ解能，あるいはさらに厚い結像系が必要となり，計測はかの場合も測定時刻としては，１次反応中性子の発生時刻になり困難になります．これらの諸問題に対しては，例えば限られます．散乱中性子は，１次反応中性子に較べて低い

高速シンチレータの導入による高時間分解化，中性子画像

エネルギースペクトルに分布する（図５）ので，低エネル

計測系の倍率を高めて結像系の厚さを相対的に低める，等ギー中性子のみを測定することが有効です．

の対策が必要と考えられます．

中性子検出器としては，時間ゲートをかけた高速のシン

次 に２次 反 応 粒 子 計 測 に つ い て 述 べ ま す．DD 燃 料

チレータが使われる場合が多いです．従来はプラスチック

で，１次核反応で発生した粒子（T や3He）が，残存する D

シンチレータが良く使われていましたが，近年では，さらイオンと核反応を起こす場合，これを２次核融合反応と呼に高速応答のものが開発されています［１８］．

びます（図４）．

また，上記では触れませんでしたが，荷電粒子計測には，
磁場偏向型イオンスペクトロメータや飛跡検出器などが用

１次反応＋n（2.45 MeV）
D+D→3He（0.82 MeV）

（６）

D+D→T
（1.01 MeV）
＋p
（3.02 MeV）

（７）

いられます．

６．
７ 爆縮コアプラズマの総合的理解のために

２次反応（11.8−17.1 Mev）
T+D→4He+n（７）

D+3He→4He+p（12.5−17.4 MeV）

（８）

何か一つだけのプラズマパラメータを計ってもコアプラ
ズマの全体像は解りません．特に，ダイナミクスとコアパ
フォーマンスの関係が重要です．さらに，それらをレー

２次反応による発生中性子やプロトンのエネルギーに大ザー照射やターゲット設計などで能動的に制御した結果のき な 幅 が あ る の は，１次 反 応 で 生 成 さ れ た T（1.01

検証によって，爆縮燃料プラズマの総合的理解が可能とな

３

ります．

MeV）や He（0.82 MeV）が大きなエネル ギ ー を 持つの爆縮コアプラズマ自体は，輻射流体として振る舞い，そで，２次反応自体は粒子の重心系でみれば等方的ですが，それらの粒子の衝突時の進行方向と実験室系での観測方向によってエネルギーの見え方が異なるからです．

図４

DD 燃料中での２次核融合反応（DT ブランチ）
．

図５

３７０

低エネルギー散乱中性子のスペクトルの主燃料 #R 依存性．

Lecture Note

6. Plasma Diagnostics for Inertial Confinement Fusion Plasma［６］T.A. Heppenheimer, The Man-Made Sun (Omni Press,
1984) pp. 117.
［７］Ed. G. Velarde et al., Inertial Confinement Fusion: A Historical Approach by Its Pioneers (Foxwell & Davies UK, 2007).
［８］V.A. Smalyuk et al., Phys Plasmas 10, 1861 (2003).
［９］V.A. Smalyuk et al., Phys. Plasmas 10, 830 (2003).
［１０］D.K. Bradley et al., Rev. Sci. Instrum. 66, 716 (1995).
［１１］H. Shiraga et al., Rev. Sci. Instrum. 68, 745 (1997) and references there in.
［１２］S.R. Nagel et al., Rev. Sci. Instrum. 83, 10E116 (2012).
［１３］H. Shiraga et al., Rev. Sci. Instrum. 66, 722 (1995).
［１４］H. Brysk, Plasma Phys. 15, 611 (1973).
［１５］R.A. Lerche et al., Rev. Sci. Instrum. 66, 933 (1995).
［１６］D. Ress et al., Rev. Sci. Instrum. 59, 1694 (1988).
［１７］T.E. Blue et al., J. Appl. Phys. 54, 615 (1983).
８］例えば，T. Nagai et al., J. J. Appl. Phys. 50, 080208 (2011).
［１

こでの流体不安定性，乱流ミキシング，イオン拡散，さらに核融合燃焼波の観測へと，今後も計測手法を進展させていくことが，慣性核融合実現に向けて重要な課題であると
いえます．

参考文献
［１］代表的教科書として，S. Atzeni and J. Meyer-Ter-Vehn,
The Physics of Inertial Fusion (Clarendon Press, 2004).
［２］最近のものであれば，Proc. 20th Topical Conference on
High-Temperature Plasma Diagnostics, Rev. Sci. Instrum. 85, (2014).
［３］https://lasers.llnl.gov/for-users/experimentalcapabilities/diagnostics［４］J. Nuckolls et al., Nature 239, 139 (1972).
［５］T.H. Maiman, Nature 187, 493 (1960).

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

しら

が

ひろ

ゆき

大阪大学レーザーエネルギー学研究セン
ター教授．１９８
４年大阪大学大学院（工学博士）修了後，阪大レーザー研にて日本学術振興会研究員，助手，助教授を経て２００
８年
より現職．レーザー核融合，高分解プラズマ診断，高出力レーザー応用の研究に携わる．元来，趣味は多かったがほとんどが休眠状態．

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

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

白 神 宏 之H. Shiraga!!!!!!!!!!!!!!!!!!!!!!!!!!

３７１

J. Plasma Fusion Res. Vol.92, No.5 (2016)３
７２‐３７６

講座 はじめてみよう！高エネルギー密度プラズマ計測

７．相対論プラズマ計測
7. Measurement of the Relativistic Plasma
西内満美子
NISHIUCHI Mamiko
国立研究開発法人量子科学技術研究開発機構 関西光科学センター（原稿受付：２
０
１
５年１
２月２
７日）

超高強度短パルスレーザーを固体薄膜ターゲットに照射すると，固体密度に近いプラズマ中に，水素原子内部電場をはるかに上回る非常に強い電場が形成されます．この電場は小型の粒子加速器としての応用が有望視されているため，制御のためにはまずは計測することが必要不可欠です．しかしこの電場の寿命は非常に短くレー
ザーのパルス幅程度（＜ピコ秒），かつ空間的にもプラズマのデバイ長程度（＜μm）しかないため，通常の方法での計測は非常に困難です．本章においては，レーザー駆動ビームを用いた相対論プラズマ中の電場の計測方法について解説します．
Keywords:
relativistic plasmas, resolution, laser, ultrafast phenomena

７．
１ はじめには実は様々ですが，本節で取り扱う「相対論的プラズマ」

超高強度レーザーと呼ばれるレーザーの中には，現状大としては，第１章ですでにふれられましたように，きわめきく分けて二つの分類があると考えられます．一つ目は kJて限られた系に関して説明したいと思います．すなわち，レベルの非常に大きなエネルギーをターゲット上に運ぶこ

超高強度短パルスレーザーを固体密度のターゲットに照射とのできる，シングルショットベースのレーザー，もう一して生成されるプラズマです．プラズマ自身はレーザーのつは，運べるエネルギー自体は数十 J 程度ですが，繰り返

パルス幅程度の極短時間には，ほぼ膨張しないとみなせまし照射が可能なレーザーです．現状において，実際に稼働すので，非常にスケール長さが短く，密 度 も 固 体 密 度しているレーザーシステムを見てみると，はるかに異なる（＞1022 cm3）に近く，さらに電子速度が光速に近いようエネルギー量を伝送するこれらのシステムにおいて，どちな，極めて特異なプラズマです．

15

らも達成できているピーク強度は〜PW（10 W）級程度

このような高密度のプラズマでは，例えば近赤外の波長になっています［１］．なぜなら，前者の持つパルス幅がピをもつ光は中に入っていくことができません．したがっ

コ秒程度であるに対し，後者の持つパルス幅は数十フェムて，レーザーを用いたプローブ計測は，臨界密度よりも薄ト秒以下であるからです．前者は，特別な工夫をしない限い限られた密度の範囲しか見ることができません．またプり使用されているガラスレーザーの持つスペクトル幅に制ラズマの持つ寿命もレーザーのパルス幅程度と非常に短い

限されてパルス幅が後者のレーザーほど，短くならないとために，同じレーザーパルスを用いてプローブを行う手法いうことが一因です．達成されているピーク強度が同じなだと，プラズマの寿命の間の物理現象をすべて平均化した

らば，どちらのレーザーシステムを用いても同じ様なプラ状態でしか計測できないという制限もあります．でも，本ズマが形成できて，同じような物理が追いかけられるの当に計測したいのは，時々刻々と変化するプラズマの内部か？というと，もちろんそれは全く違います．前者はプラで起こっている物理パラメータです．そのような特異なプ

ズマへのエネルギー注入が，ピコ秒程度続きますが，後者

ラズマをいかにして計測するのがいいのでしょうか？

は数十フェムト秒で切れてしまいます．すなわち，プラズ

ところで，そもそも，単に変わったパラメータ領域のプマが膨張を始めてからもレーザーからのエネルギーの注入

ラズマを作って，それを計測することにいったいどう意味が続く系と，プラズマが膨張を始める前にレーザーからのがあるのか？それって単に「オタク」？と思う人もいらっエネルギー注入が終わってしまう系，という大きな違いがしゃると思いますので，このような特異なプラズマを計測あります．前者では，中で起こっている物理を考える際に，することの意味について次に説明します．

プラズマの流体的な動きを無視議論はありませんが，後者

７．
２ 超高強度レーザーを用いたイオン加速手法

においては，条件下によってはそれらを無視することが可

超高強度レーザーを薄膜に照射することで生成される高能となります．

密度プラズマは，実は超小型の加速器となりえるという可「相対論的プラズマ」と一言で言っても，そのパラメータ
National Institutes for Quantum and Radiological Science and Technology.
Kansai Photon Science Institute, Kizugawa, KYOTO 619−0216, Japan

３７２

author’s e-mail: nishiuchi.mamiko@qst.go.jp!2016 The Japan Society of Plasma
Science and Nuclear Fusion ResearchLecture Note

7. Measurement of the Relativistic Plasma

M. Nishiuchi

う特徴が大いに活躍します．

能性を秘めています［２，３］．素粒子・原子核実験等，あるいは粒子線治療という医療応用に使用されている，荷電粒子

また，レーザー駆動イオンビームは，ほとんど点源と言（特にイオン）を光速に近い状態にまで加速することのでえるわずかマイクロメートルレベルの極小空間内部に形成きる加速器は，現状の最先端の技術をもってしても非常にされた加速電場によって加速されます．したがってビーム大型の装置となってしまっています［４］．これは，一般的の質を表す一つの指標として使われる横エミッタンスの値な加速器で用いられている高周波加速電場の上限値が，高は，桁違いに小さく優れた値であり，10−4［!mm mrad］に周波を立てるために使用されている加速空洞の絶縁破壊のも達しています［９，１０］．これは，既存の加速器のビームの問題で100 MV/m程度以下に制限されていることに起因し持つ横エミッタンスの値に比べて桁違いに優れた値であます．しかしながら，超高強度レーザーを用いれば，上記

り，適切なイオン光学系を用いれば，マイクロメートルレの加速電場の上限値を桁違いに上回る電場を，非常に小さ

ベルの極小空間に絞り込むことも可能となります．

な空間に生成することが可能となります．どれくらい桁違

また，特段の工夫をしない限り，レーザーと薄膜との相いな電場が形成できるのか，と言いますと，現状でも６ケ互作用で発生するイオンは半角〜５度以上の大きな発散角

タ程度上回ることができ，さらにその非常に小さな空間とを持って発生します．これも多くの応用分野においては，は，マイクロメートル以下の領域です［５］．すなわち，同あまり歓迎されない特徴ですが，下記に示しますように特じ５０MeV のプロトンビームを加速するのに必要な空間ス

異な「目」として用いる場合は，白色エネルギー分布といケールが，既存の加速器だと５０メートル程度必要なのに対う特徴と同様に大いに活躍します．

して，超高強度レーザーを用いることで生成できるプラズ

もに，この技術を応用した小型の加速器が実現すれば，大７．
３ 極短時間の寿命を持つ電場の計測手法としてのレーザー駆動イオンビーム（レーザー駆
動型プロトンビームのシャドウグラフ法）

型の装置を建設するコストやランニングコストを費やさな

電場や磁場を計測する一つの手段として，荷電粒子をプ

マを用いれば，わずか１マイクロメートル程度で済んでし
まうことを意味します．高効率高性能レーザーの開発ととローブとして用いる手法があります．ここではレーザー駆

くてもすみ，非常に画期的なことです．

動プロトンビームをプローブとして，電場を計測する手法

ところが現実問題として，この手法，すなわち超高強度を文献［１１］を例として紹介します．

レーザーを用いたイオンの加速手法，を用いて生成されるイオンビームは，まだまだ自由自在に制御するという状態

前節で説明しましたように，レーザー駆動プロトンビーには至っておらず，加速器としての実用段階にはまだ程遠

ムは特異な特徴があります．①横エミッタンスが非常に良い状態です．そこで，世界各国においてはこの手法を用い

いこと．②点源から発生し，広い発散角をもって伝搬する

た小型の加速器を実現しようと活発な研究が行われている

こと．③白色のエネルギー分布を持つこと．これらの特徴

わけです．

を最大限に生かすと，非常に小さな空間に極短時間に生成された，強度の強い電場を計測することが可能となります．

さて，本講座の本題に戻りますが，このような特異なプラズマを見るのには，特異な「目」が必要となります．そ

図１のように，電場を発生させるためのレーザーとター

こで，その特異なプラズマから発生する，特異なイオン

ゲットをそれぞれ，CPA-1，Target-1 とし，その電場を計ビーム自体を用いるということもしばしば行われます．本測するためのプロトンビームを発生させるためのレーザー稿では，その手法について紹介します．超高強度レーザーとターゲットをそれぞれCPA-2，Target-2とします［１１］．彼

を用いて加速されるイオンビームは，単に小型の加速器をらの実験条件においては，プローブに使うプロトンは，エ作れる可能性があるというだけにとどまらず，既存の加速

ネルギー 20 J，パルス幅 1 ps のレーザーをレーザーピーク

器にはないパラメータを持っています．ですから，既存の強度 1019 Wcm−2 でアルミの薄膜ターゲット上に集光して加速器のイオンビームを用いてはみることができないよう生成されました．発生したプロトンは，半角１０度程度の広な，物理現象にも迫るツールとなります．どんな物理が見がりを持って，ほぼ点源（１０ミクロン）から発生しており，えるのか？を理解するために，まずはレーザー駆動イオン

エネルギーは最高 10 MeV までの白色スペクトルで，温度ビームのパラメータについて紹介します．

分布としては，1.5 MeV 程度でした．もともとのプロトン
ビームは空間的にほぼ一様な分布を持っています．ところ

レーザー駆動イオンビームは，照射されたレーザーのパ
ルス幅程度の時間，すなわち数十フェムト秒程度の時間に一瞬にして１０１０個のイオンが数十メガエレクトロンボルトに至る高エネルギーにまで加速され ま す［６，７，８］．したがってピーク電流の大きさはメガアンペア以上に相当し，強烈に高い値です．出てくるイオン線のエネルギースペク
トルは，現状では単色ではなく，広いエネルギー幅にほぼ白色に近い状態で分布します．イオンビームを応用する際に，多くの応用分野から要求されるのは，単色のエネル

図１

ギースペクトルですが，今回お話しします特異な「目」として応用する場合は，この白色に近いエネルギー分布とい３７３

プロトンによる極短寿命の電場計測実験のセットアップ（シャドウグラフ法）．

Journal of Plasma and Fusion Research Vol.92, No.5 May 2016

が，このプロトンビームを電場生成のためのターゲット

レーザー（CPA１）が Target-1 に照射されはじめてから，（Target-1）に対してシャドウグラフ用のビームとして用その強度がピークに達する 12 ps 前までは，ワイヤー自身いることで，Target-1 上にできた電場を感じたプロトンの影以外にプロトンビームの空間分布には変化がありませ

ビームは，その進行方向を曲げられて非一様な分布を持んが（図２（a）），その後，数 ps 経過すると，ワイヤーがち，最終的に空間計測可能なラジオクロミックフィルム

チャージアップをはじめ，プロトンビームの軌道が偏向さ［１２］上に計測されることになります．ここまでならば，普れているのが見て取れます（図２（b），（c））．この時の電通の荷電粒子を用いたシャドウグラフ法と変わりません．

場の強度を Particle In Cell シミュレーションによって再例えば，加速器からのイオンビームを用いたシャドウグラ

現すると，（1.5〜2）
×1010 V/m 程度であることが明らかと

フ法だと，平行なビームだとほぼビームの持つ横エミッタ

なりました．

ンスと検出器の空間分解能によって，達成できる計測の空

このように，レーザー駆動型のプロトンビームの特徴を間分解能がリミットされてしまいます．さらに，加速器かうまく使うことで，極短寿命のかつ非常に強い強度の電場

らのイオンビームと計測したプラズマの形成時間の同期をを計測できることがわかります．

とること自体，実は簡単に見えても非常に困難です．ここ７．
４ 極小空間における電場形状の計測手法としてのレーザー駆動イオンビーム（トモグラ
フィー法）

で上記の②の特徴を思い出してください．レーザー駆動型のプロトンビームは空間的に広がった分布を持ちますので，ちょうど拡大光学系による計測を行うのと等価な計測が可能となります．特にイオン光学系を持ち出す必要がな

前節においては，レーザー駆動プロトンビームそのもの

く，電場の持つ非常に小さな空間分布を，拡大して計測機

はシャドウグラフ法のプローブとしてのみ用いられまし

器上に転写することができるというわけです．ここで紹介た．本節では，そのレーザー駆動プロトンビームがどのよしています例の場合，空間的なイメージの拡大率 " は，計うなソースから発生したのかを，別のプローブビームを用測したいものと検出器の距離，及びイオン源と計測したい

いるのではなく，発生したプロトンビームそのものを用いものとの距離をそれぞれ，!"2.5 cm，#"2 mm として，て，トモグラフィックなアプローチによって計測する方法" "!!!"#"!"!
#倍で計測しています．

について参考文献［１３］を例にとり説明します．トモグラ

また，通常の加速器のイオンビームは単色のエネルギー

フィーとは，一般的には断層撮像のことで，対象領域を取スペクトルを持ちますので，すべてのイオンは同じ速度でり囲む形で，プローブ用の線源と検出器を配置し，内部の飛行します．すなわち，もし，加速器からのビームを用い

物性の分布を調べる技術です．なぜレーザー駆動イオンプ

たならば，ビームはすべて同時刻に Target-1 へ到達するこ

ロトンビームを用いて，ほかのプローブを用いないのか，とになります．しかし，レーザー駆動型のプトロンビームの理由は，レーザーを固体薄膜ターゲットに照射する際にだと，白色に広がったエネルギースペクトルを持ちますか生成される電場は非常に小さな空間（大きさは集光径程度ら，Target-1 への到達時刻が各々のプロトンの持つエネル〜マイクロメートル，長さはプラズマのデバイ長程度〜マ

ギーによって異なります．したがって，異なるエネルギーを持つプロトンは，Target-1 上に形成された異なった時刻の電場を経験して，検出器上に到達することになります．
ここで，もし使用する検出器が空間分解能に加えてエネル
ギー分解能を持てば，時間によって異なった電場の計測ができるようになります．検出器として用いられているのは，X 線治療などでよく用いられるラジオクロミックフィ
ルムです．もちろん，それ固有ではエネルギー分解能はありません．しかし，このフィルムを何枚も重ね検出器として用いることで，イオンのもつブラッグピークという特徴が活かせ，異なるエネルギーのプロトンは，異なったフィ
ルムのレイヤーで止まって，そこで検出されることになります．すなわち Target-1 に早く到達し，その時の電場の情報を持った高エネルギーのプロトンほどより深いレイヤー
図２のフィルムで計測され，Target-1 に遅れて到達し，その時の電場の情報を持った低エネルギーのプロトンは，より表面に近いレイヤーで検出されることになり，時間空間分解計測が可能となります．
また，電場生成のためのターゲットとして，タンタルの５０ミクロン直径のワイヤーを用い，そのワイヤーに立った
電場をレーザー駆動プロトンビームによるシャドウグラフ
法によって計 測 し て い ま す（図２）［１１］．電 場 励 起用の
３７４

Ta 50 μm 径のワイヤーをレーザーパルスで照射し，できた
極短寿命の電場により，レーザー駆動プロトンビームの軌道が変化を受け，ビームの空間分布が変化した計測例．
（a）
8 MeV のエネルギーを持つプロトンビームのシャドウ
グラフイメージで，電場形成のために照射したレーザーのピークから約12 ps前の時間に相当する．（b）
7 MeVのエネ
ルギーのプロトンビームのシャドウグラフイメージで，8 ps 前の時間に相当する．（c）
6 MeV のプロトンビームによるイメージで，3 ps 前の時間に相当する．参考文献［１
１］
より抜粋．

Lecture Note

7. Measurement of the Relativistic Plasma

M. Nishiuchi

イクロメートル以下）に，それもレーザーのパルス幅程度という極短時間にしか存在しないため，他のプローブを用いて計測するのが非常に困難だからです．
実験のセットアップを図３に示します．用いられたレー
ザーは数十テラワットレーザーで，5 μm の Ti ターゲットに４５度の角度からピーク強度 2×1019 Wcm−2 で集光し，プ
ロトンビームを発生させています．発生したプロトンビー
ムは，10 MeV 以上のエネルギーにまでわたる白色エネル

図３

プロトンによる極短寿命の電場計測実験のセットアップ（トモグラフィー法）．

図４

検出器上に検出された生データ．各々のピンホールからのプロトンビームが，エネルギー分解されて計測されている．参考文献［１
３］
より抜粋．

図５

プロトンビームの放射角度をプロトンビームのエネルギーごとにプロットしたもの．参考文献［１
３］
より抜粋．

ギースペクトルを持っていました．発生したプロトンビー
ムをプロトンビームのソースから#!85 mmだけ離した場所にあるピンホールアレイに通し，さらに $!120 mm 離れた場所でプロトンの軌道方向に垂直方向に磁場をかけて，%!275 mm 離れた空間分解型の検出器上で検出しま
す．検出器として用いられたのは，この場合 Multi-Channel
Plate（MCP）と蛍光板のスクリーンの組み合わせでした．
用いられたピンホールアレイは，約 500 μm のピッチで30 μm 径のピンホールが２１個からなっており，このピン
ホールアレイによって計測可能なソース上の領域は，中心軸（図の "軸）対称に±2.1°となっています．印加された磁場の強度は 0.33 T でした．
ソースから発生した白色のエネルギースペクトルを持つ
プロトンビームは，各々のピンホールを抜け，その後磁場を感じることで，エネルギーごとに図３の !方向に異なる偏向を受け，スクリーン上に検出されます．もしも，ソース上の各地点におけるプロトンビームの発生方向が等しい
ならば，スクリーン上に検出されるエネルギー分解された
プロトンビームのトレースは ! 軸に平行になるはず です．もし，プロトンビームの発生方向が場所によって異なる角度を持つならば，スクリーン上に検出されるプロトン
ビームトレースは，その角度分だけ影響を受けたトレースを描くと考えられ，その差分を計測することで，ソース上のプロトンビームの発生方向が計測できるというわけです．
図４に示すのは，検出器上で検出された生のイメージです．異なるピンホールを抜けて出てきたプロトンビームのトレースが検出器上で交わっていないことが明らかに見て取れます．これは，レーザー駆動プロトンビームは横エミッタンスが非常に良いことを示しています．
各々のピンホールからのプロトンのトレースと!軸のなす角度を計測することで，ソースにおけるプロトンビーム

されます．この準静的な電場がどのように形成されるかをの発生角度を発生点ごとにプロットした結果（図５）から，時間を追って説明します．レーザーがターゲットに照射さエネルギーが低いプロトンビームほど，ターゲット上の大れることで，まず加速された電子がターゲットから無限遠

きな領域から発生され，エネルギーが高くなればなるほに飛び去ります．これにより，ターゲッ ト が プ ラ ス にど，より狭い領域から発生していることが計測されていま

チャージアップしてポテンシャルを得ます．その間もレー

す．またソースの同じ領域から発生するプロトンビーム

ザーの照射は続いていますから，ターゲットがポテンシャ

は，エネルギーが高いほど発生角度が広く，エネルギーがルを得てから加速される電子のうち，ポテンシャルを十分低いほど狭くなっていくことが計測されています．

に超える物は引き続きターゲットを離れることができます

ここでレーザー駆動プロトンビームの発生現場についてが，そうでないものはターゲットの周りに引き戻されま

再考してみます．レーザー駆動プロトンビームは，超高強す．このターゲット周りに戻ってきた電子雲とプラスに度短パルスレーザーが固体薄膜ターゲットと相互作用する

チャージアップしたターゲットが非常に強い電場を形成ことで，ターゲットのレーザー照射面とは反対の裏面に，し，陽子が加速されることになるわけです．したがって，

瞬間的に形成される非常に強い準静的な電場によって加速

ここで紹介した例のように，異なるエネルギーの陽子の３７５

Journal of Plasma and Fusion Research Vol.92, No.5 May 2016

ソースの大きさや，発生方向を計測することは，すなわち

参考文献

加速電場の空間分布や，曲率を計測することに他ならな［１］G.A. Mourou et al., Rev. Mod. Phys. 78, 309 (2006).
［２］K. Krushelnick et al., IEEE Trans. Plasma Sci. 28, 1110
(2000).
［３］S.V. Bulanov et al., Phys. Usp. 57, 1265 (2014).
［４］例えば，http://j-parc.jp/,
http://www.rarf.riken.go.jp/facility/RIBFfacility.html,
http://www.nirs.go.jp/rd/collaboration/himac/outline.
shtml など
［５］H. Daido et al., Rep. Prog. Phys. 75, 056401 (2012).
［６］K. Ogura et al., Opt. Lett. 37, 2868 (2012).
［７］D. Jung et al., Phys. Plasmas 20, 083103 (2013).
［８］I.J. Kim et al., Phys. Rev. Lett. 111, 165003 (2013).
［９］T.E. Cowan et al., Phys. Rev. Lett. 92, 204801 (2004).
［１０］M. Borghesi et al., Phys. Rev. Lett. 92, 055003 (2004).
［１１］M. Borghesi et al., Appl. Phys. Lett. 82, 1529 (2003).
［１２］International Specialty Products Inc., 例えば http://connect.physicsworld.com/international-specialty-products/
415237.supplier［１３］S. Ter-Avetisyan et al., Phys. Plasmas 16, 043108, (2009).

い，というわけす．
このように，レーザー駆動プロトンビームの発生点そのものを計測するために，他のプローブビームを用いずに，発生したビーム自体をトモグラフィックに用いることで，極小空間におけるプロトンビーム発生の電場形状を精度よく計測することが可能であることがわかります．

７．
５ おわりに
本節では，非常に狭いパラメータ範囲にある特異な「相対論的プラズマ」の計測方法のうち，特にその電場の計測
方法について紹介しました．ここで紹介した手法は，そのままほかのプラズマパラメータ領域に適用できるかどうかというと，困難な点が多いとは思います．しかし，これらの手法のエッセンスとアイデアを理解していただき，後は皆さんのアイデアを注入していただくことで，いろんな領域のプラズマの計測をする際に何らかのヒントになれば幸いです．
!!!!!!!!!!!!!!!!

にし

うち

ま

み

こ

西 内 満 美 子!!!!!!!!!!!!!!!!

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

国立研究開発法人 量子科学技術研究開発
機構 量子ビーム科学研究部門 関西光科学研究所 光量子科学研究部 高強度レーザー
科学研究グループ 上席研究員．理学博士．
超高強度短パルスレーザーを用いた，レーザープラズマ相互作用に関する研究，およびレーザープラズマ粒子加速を用いた加速器開発に関する研究に従事．日本物理学会会員．日本
応用物理学会会員．

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

３７６

J. Plasma Fusion Res. Vol.92, No.5 (2016)３
７７

講座 はじめてみよう！高エネルギー密度プラズマ計測

８．まとめ
8. Summary
重森啓介
SHIGEMORI Keisuke
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
６年３月２
９日）

高エネルギー密度プラズマの計測についての歴史を概観

行ったりする場合もあります［２］．前者はガス分析ではよ

すると，高強度レーザーによるレーザー核融合研究（第６く用いられている四重極質量分析計を適用し，ターゲット章）に端を発し，レーザー装置のさらなる高強度化によっ照射に使われる真空チェンバーの中にさらに小型のチェンて得られる超高温状態（第７章），他の装置では得られなバーを設置することにより，隕石衝突を模擬した理想的ない超高圧力状態を利用した高エネルギー密度物性（第３実験環境を得ています．後者についても，材料分析で用い章）といった研究に拡がりをみせています．同時に宇宙プられる電子顕微鏡や放射光による X 線回折を駆使し，「そラズマとの相似性・類似性に着目した研究（第５章），その場観察」では困難な精密な計測を実現しています．これ

してレーザー装置とともに高エネルギー密度状態を生成でらの計測は，高エネルギー密度プラズマの実験屋のアイデきる有効な装置であるパルスパワーを用いた研究（第４アからではなく，地球惑星科学の研究者が行っている研究章）がすすめられてきました．本講座では，これらの分野

手法を踏襲しています．

の第一線で活躍されている方々に「はじめてみよう！」とこの一例にもあるように，高エネルギー密度プラズマ計

いう観点で執筆いただきました．

測はそのパラメータの拡がりとともに，他の分野との連携

高エネルギー密度プラズマは，１章で示した温度・密度や融合により，これまでになかった新たな計測法が導入さパラメータを基軸とし，そのプラズマの空間・時間パラれる可能性を秘めています．そしてその新たな計測法によメータというもう一つの基軸によって高精度の計測がなさり，さらに新しい高エネルギー密度プラズマの世界が広がれています．これらのパラメータは年々拡がり，いろいろることでしょう．

な目的や用途に細分化しています．このパラメータの拡が本講座は，高エネルギー密度プラズマの研究を始めよう

りは，プラズマを生成するレーザー装置の性能向上に資すとする初学者を主に対象とし，研究を始める初段階としてるものが多く，今後より高強度・大出力のレーザー装置の読んでおくべき内容を扱っています．この講座が次世代の出現とともに新たな領域が開拓されていくことは想像に難高エネルギー密度プラズマ研究者の礎となることを願ってくありません．

やみません．最後になりましたが，ご多忙のところ執筆を手前味噌な話になりますが，筆者が関係している高強度

快く引き受けていただいた各章の著者の皆様に深く謝意をレーザーを用いた地球惑星科学の実験では，これまでの高表し，おわりの言葉といたします．

エネルギー密度プラズマ計測とは一風変わった計測・解析法を採用しています．たとえば隕石衝突を模擬するような参考文献

実験の場合，衝突によって起こる化学反応によって発生す［１］S. Ohno et al., Nat. Geosci. 7, 279 (2014).
［２］K. Nagaki et al., to be published in Meteorit. Planet. Sci.
(2016).

るガスを分析したり［１］，さらには衝突後の試料を回収することにより，様々な解析装置で「照射実験後に」計測を

Institute of Laser Engineering, Osaka University, Suita, OSAKA 565-0871, Japanauthor’s e-mail: shige@ile.osaka-u.ac.jp

３７７!2016 The Japan Society of Plasma
Science and Nuclear Fusion Research