J. Plasma Fusion Res. Vol.94, No.6 (2018)２
８７‐２９３解説

磁場印加型レーザーイオン源の開発と高フラックス化に向けた検討
Study on High-Flux Laser Ion Source with Applying Magnetic Field
高 橋 一 匡，岡 村 昌 宏１）
TAKAHASHI Kazumasa and OKAMURA Masahiro１）
長岡技術科学大学，１）ブルックヘブン国立研究所（原稿受付：２
０
１
８年２月２
１日）

レーザーイオン源は固体ターゲットに高強度（108 W/cm2〜）のパルスレーザーを照射することによりアブレーションプラズマを生成し,そこにイオンを引き出して加速するための外部電場を印加することで高輝度のイ
オンビームを供給する技術である.また,アブレーションプラズマに対してさらに外部磁場を印加することでイオ
ンフラックスの増加や電流波形の制御が可能となる.本稿ではレーザーイオン源の基本的な特徴,磁場を用いたレーザーイオン源の制御に関する研究の最近の動向について紹介する.
Keywords:
laser ion source, heavy ion beam, ablation plasma, high current beam, highly charged beam, solenoid magnetic field,
multicusp magnetic field

１．はじめにことが重要であり，ビームエミッタンスは，HIF 発電プラ

昨今，重イオンビーム慣性核融合（HIF）のインジェク

ントの実現にとって重要な鍵である．よって HIF 用のイオ

ター開発を目的としたレーザーイオン源の研究が行われてン源は，パルス動作モードで大きなビーム電流と低いエいる．HIF では，核融合の条件を満たすために提案されてミッタンスを有する高輝度ビームを供給しなければならないるビームの仕様はいずれも既存の加速器技術で達成されい．また，ビームを大電流化するためには，イオンフラッ

たものよりも厳しく，核融合燃料ターゲットへの最終照射

クス（単位時間・単位面積あたりに通過するイオン数）を点で 1 MJ の投入エネルギーを仮定すると，10 GeV のエネ

高める必要がある．この要求を満たすために，我々はレー

ルギーを持つ 0.1 mC のビーム電荷をターゲットが爆縮す

ザーイオン源の利用が最も有望な解決策であると考えている時間スケールの 10 ns 程度で照射する必要がある．これる．

を実現 す る ビ ー ム電 流 は 10 kA と 極 め て 大 き な 値にな

歴史を紐解くと最初のレーザーイオン源はレーザーがり，加速器によるビーム輸送の観点からはあまり現実的で

１９６０年に発明されて１０年以内に提案されており［２］，レーはない．過去に HIF のための様々な加速器システムが提案

ザーイオン源はレーザーの最も古い用途の１つであった．

されてきたが，加速時のビーム電流の要求を緩和するた

固体ターゲットに高強度レーザーを照射することで生成さめ，いずれも加速中にビームの縦方向圧縮を取り入れ，イれたアブレーションプラズマの特徴としてターゲットの面

オン源ではより長パルスで低い電流で済むようなスキームと垂直方向に大きなドリフト速度を有し，従来のイオン源が検討されている［１］．例えば誘導加速器をベースにしたと比較してプラズマ生成時の密度が高いため，レーザーイ

重イオン加速器システムの案の一つは、イオン源においてオン源は大電流のイオンビームを比較的容易に生成可能で20 μs のビームパルス幅を仮定すると，100 A のビーム電流ある．さらに磁場印加型レーザーイオン源では，生成したを必要としている．それでもなお，要求される電流は単一アブレーションプラズマを磁場により制御することで，アのイオン源によって供給，輸送する値としてはかなり大き

ブレーションプラズマの膨張を抑制し，HIF に要求されるい．したがって，複数のイオン源からなるフロントエンド

大電流イオンビームの実現が期待できる．

を使用し，合計のビーム電流が 100 A となるような加速器

レーザーを用いるイオン源として，近年，超高強度レーの構成が想定されている．この時，個々のイオン源は加速

ザーのターゲットへの照射時に形成されるシースの電場に器システムを単純化するためにできるだけ高いビーム電流よりイオンの加速を行うレーザーイオン加速が発展してきを供給することが要求される．さらに，加速器要素のサイているが，本稿ではこれらに比較して集光強度の小さい

ズを小さくするためには，横方向のビームサイズが小さい（108 W/cm2〜）レーザー照射によりアブレーションプラ

Nagaoka University of Technology, Nagaoka, NIIGATA 940-2188, Japancorresponding author’s e-mail: kazumasa@vos.nagaokaut.ac.jp

２８７!2018 The Japan Society of Plasma
Science and Nuclear Fusion Research

Journal of Plasma and Fusion Research Vol.94, No.6 June 2018

ズマを生成し，そこにイオンを引き出して加速するための生成するため，得られるビームもパルス状である．ここで，外部電場を印加してビームを引き出すレーザーイオン源に各イオンの振る舞いに注目すると，プラズマの膨張時間

ついて紹介する．

μs〜に対してレーザー照射によるプラズマ加熱の時間（約10 ns）は十分小さく，形成されたプラズマの初期のサイズ

２．レーザーイオン源

は，ドリフト距離と比較して無視できるので，プラズマの２．
１ レーザーイオン源の特徴

膨張はレーザーターゲット表面の空間の一点から始まると典型的なレーザーイオン源は，レーザーと光学系，ター

見なすことができる．そして，プラズマ中の各イオンは一

ゲットおよびビーム引出電極からなる（図１）．レーザー

定速度で直進するためイオンビーム引き出し地点における照射によって生成されたアブレーションプラズマはター

最も速いイオンと最も遅いイオンの到着時間の差によりイゲットの表面の垂直方向に対し２０〜３０度程度の角度に集中

オンビームのパルス幅が決定され，パルス幅はプラズマのして噴出する．プラズマからのイオンビームの引き出しはターゲットから引出電極までのドリフト距離に比例して増

一般的なイオン源では Bohm 電流と Child Langmuir の法則

加する．このように，レーザー照射の時間は非常に短いが，から求まる空間電荷制限電流のバランスによって決定され引き出されたイオンビームのパルス幅は μs 以上のスケーる．しかし，アブレーションプラズマ中のイオンは温度よルまで拡大することができる．また，電流値も輸送距離とり大きな運動エネルギーを有しており，イオンの音速よりともに変化し，プラズマの３次元的な膨張に伴い，ドリフ

ドリフト速度の方が大きいために，引き出されるビーム電

ト距離の３乗に反比例して減少する．典型的な電流密度と流はイオン音速で決まるボーム電流ではなくイオンのドリ

してはターゲットから数 10 cm のドリフト後に おいて

フト速度 *を用いた !"#&
［３］．
(*で求めることができる

10〜100 mA/cm2 程度を有しており，大きな電流を引き出

ここで，!は電流密度，#，&，(はそれぞれイオン価数，素すことが可能である．

電荷，およびイオン密度を表している．また，静的なプラ

２．
３ 価数

ズマから引き出される場合の電流密度は通常，Child Lang-

レーザーイオン源の価数はレーザーパワー密度と密接に関わっている．パワー密度を増加させれば多価イオンを供

muir の法則から給可能であり，これは，集光レンズの焦点距離や位置に

#!
"

)"$
"
!" $"
% !" ' %"よって容易に調整可能である．CO2 レーザーは比較的高い（１）

エネルギーを得ることができ，高い価数のイオンを得る条のように表されるのに対し，レーザーイオン源ではレー件である高温のプラズマを生成しやすいため，これを用いザーアブレーションプラズマがドリフト速度を有している

たレーザーイオン源による多価イオンビームの供給が行わため，イオンの初速の影響によりれてきた．たとえばエネルギー，パワー密度がそれぞれ数
10−100 J，1012−1013 W/cm2 オーダーの条件で２０価を超え#)#"!"!!!"!!"$$!" $"% !" '%"る Ta，Pb イオンを得ることができる［７‐１０］．また，数 J（２）の Nd:YAG レーザーを用いて 1013 W/cm2 のオーダーの，'，のようになる［４‐６］．ここで，"!は真空の誘電率，)レーザー照射 で１０数価の金属イオンが生成されている%はそれぞれイオンの電荷，質量及び電極間の距離であり，［１１］．逆にパワー密度を 109 W/cm2 以下に抑えることで１"$は加速電圧，"!は)"!がプラズマ中の粒子が有する運動価イオンが支配的なプラズマを生成可能である［１２］．

エネルギーに相当する電圧である．これらのプラズマのド２．
４ エミッタンス

リフト速度の効果により，レーザーイオン源では静止した

イオンビームの収束性を決める質の評価はエミッタンス

プラズマからイオンビームを引き出すよりも多くのイオンという物理量によって議論される．一般にイオン源のエを供給できるポテンシャルを有している．

ミッタンスはプラズマの温度の関数となっており，温度が２．
２ 電流とパルス幅低いプラズマから引き出すほど質の良い低エミッタンスのレーザーイオン源はパルスレーザーを用いてプラズマを

図１

ビームが形成可能である．レーザーイオン源ではプラズマレーザーイオン源の概略．

２８８

Commentary

Study on High-Flux Laser Ion Source with Applying Magnetic Field

K. Takahashi and M. Okamura

は一点から膨張するため本質的には低エミッタンスのビー
ムを形成できる．また，エミッタンスはプラズマに印加される磁場によっても増加するが，重イオンビームで最も普及している ECR イオン源は引き出し付近に強力な磁場があり，エミッタンスが大きくなるため，ビームの輝度が上げに く い と い う 問 題 が あ る．こ れ は Electron Beam Ion
Source（EBIS）も同様であるが，レーザーイオン源にはこの問題がないこともメリットである．一方で，レーザーイ

図２

ソレノイド磁場印加型レーザーイオン源．

図３

ソレノイド磁場印加による電流波形の変化．

オン源のビーム電流波形は shifted-Maxwell 分布を有する
パルス状であり，これがプラズマとイオンビームの引き出
し面のメニスカスを時間変化させることで，エミッタンス
が時間的に変動することが示されている［１３］．
２．
５ ターゲット
全ての固体材料は，レーザー照射によってイオン化することができるため，他のイオン源とは異なり，レーザーイ
オン源はヘリウム以外の非常に多様な種のイオンビームを供 給 す る こ と が で き る．ブ ル ッ ク ヘ ブ ン 国 立 研 究 所（BNL）では，レーザーイオン源からユーザー施設に Li，B，
C，O，Al，Ca，Si，Ti，Fe，Zr，Nb および Au を供給している．H と O のビームは，Zr 水素化物とアルミナのターゲットから得ることができ，また，冷凍機ヘッドを使用して冷凍 Ne および Ar ターゲットから良好なビームを得る方法を実証している［１４‐１７］．

３．ソレノイド磁場印加型レーザーイオン源
３．
１ イオンビームの大電流化
我々がレーザーイオン源を設計するとき，求められる価数のイオンを生成するようにレーザーパワー密度を調整し，これによりプラズマ全体のターゲット表面に対するプ
ラズマ膨張速度およびドリフト速度も決定される．その後
イオンビームのパルス長が選択されると，ターゲットとイオンビームを引き出す電極との間の距離，すなわちプラズ
マのドリフト距離が決定される．レーザーイオン源により比較的長い（10 μs−100 μs オーダー）パルス幅のビームを形成する際にはプラズマを長距離にわたって膨張させる必要がある．
先述のようにプラズマのドリフト距離を長くすると，よ

図４

り長いビームパルス幅が得られるが，プラズマが３次元的

ソレノイドの磁束密度に対する電流の変化［１３］．

に膨張するので，ビーム引き出し点におけるプラズマ密度はドリフト距離の３乗に反比例する．例えば，イオンビー

いる［１８］．一方，図４のエラーに示されるように印加する

ムのパルス長を２倍にしたい場合，ドリフト距離を２倍に磁場の条件によってビーム電流波形の再現性が悪化する磁する必要があり，得られるビーム電流は 1/8 に減少する．

束密度や輸送距離などの条件が存在することが示されておこの急峻なビーム電流の減少を補償するために，図２のより，ソレノイド磁場はこの条件を避けるように設計する必

うな長手方向のソレノイド磁場が非常に有効である．典型

要がある．

的には，数 10 Gauss の静的なソレノイド磁場を印加するこ３．
２ プラズマのガイディングと収束効果とにより，イオンビームの電流を磁場のない場合と比較しこれまで見てきたようにソレノイド磁場がレーザーイオて容易に増加させることができる（図３）．また，図４はン源の電流を増加させることを示したが，さらにソレノイ

1 m のソレノイドを用いて Cu ターゲットから発生したプ

ド磁場によって得られる効果について検討する．図５はプラズマを輸送した際の磁束密度に対するソレノイド出口にラズマを長距離輸送した際の電流波形の最大値の変化がソおける電流波形の最大値を示しており，ソレノイド磁場のレノイド磁場の有無によってどのように変化するかを示し

磁束密度の増加により電流を増加させることが可能であており，輸送距離に対する電流の減少がソレノイド磁場をる．このことは他の多くのイオン種について確かめられて用いた輸送によって小さく抑えられていることがわかる．
２８９

Journal of Plasma and Fusion Research Vol.94, No.6 June 2018

図５

プラズマ輸送距離に対する電流の変化［１
９］
．

図６

ソレノイド磁場入口近傍での輸送管軸 上 の 電 流 の 変 化
［２
０］
．

図７

ソレノイド内の半径方向の異なる位置におけるピーク電流の変化（32 gauss）［２０］．

これはソレノイドがプラズマをガイディングしていることを示唆しており，要求されるイオンビームのパルス幅が長いほど，つまり，輸送距離を長くする必要があるほどソレノイド磁場による電流増幅は効果を発揮する．
また，一方でソレノイド磁場は短い距離でも電流の増加が期待できる．図６は長さ 400 mm，内径 47 mm のソレノ
イドにレーザーアブレーションプラズマを入射した際の輸送管中心に沿った電流のピークの変化を示しており，ソレノイド磁場は輸送中のガイディングのみならず，その入り口付近でプラズマを収束させる効果を示している．このとき，磁束密度が大きいほどプラズマを収束させるまでの距
離は短く，電流は高くなることが示される．また，図７はプラズマがソレノイド磁場への入射後にソレノイド中心から半径方向に 0，7，14 mm の位置で観測した電流の変化を示しているが，外側から中心に向かって電流が増加していく様子がわかる．さらに短いソレノイドでも同様にその後中の電流減少のタイミングに合わせて電流が増加するよう方でプラズマの収束効果が確認されており［２１］，その場合にソレノイド磁場強度を変化させることによって，図９ににはソレノイドはプラズマに対してレンズのような役割を示すようにビーム電流波形の整形が可能であることを確認

はたしていると考えられる．これらから短いソレノイドでしている．ペッパーポット法を用いてこの時のエミッタン

も電流を増加させる効果があることがわかる．

スの変化を計測すると，測定器上でのビームの収束・発散

３．
３ 電流波形制御を示す Twiss paramterの!の値が電流に対応して変化して次にソレノイド磁場による電流波形の制御の試みについいることがわかる．これはプラズマからイオンビームが引て紹介する．磁場を印加しないレーザーイオン源の典型的き出されるイオン放出面のメニスカスがプラズマの時間的なイオン電流波形に示されるように，イオン密度は時間のな密度変動によって変化することを示している．また，パ関数として変化し，プラズマからイオンビームを引き出す

ルス磁場の適用によって現れた電流波形の２つ目のピーク

際のビームの発散角の時間的な変動を引き起こす．その結と最初のピークに対応した !が同等の値を示している．こ果，時間的に積算されたエミッタンスは各瞬間に得られる

れはパルス磁場がプラズマ密度の時間変動を低減し，パル

エミッタンスと比較して増加してしまう．また，加速器全ス中のイオン放出面のメニスカスの変化を抑えることでプ体の空間電荷制限の設計値は，イオン源でのピーク電流をラズマから引き出されたビームの挙動が等しくなっている

用いて設計する必要があるため，加速器によるビーム輸送

ことを示唆している．これを利用することで，プラズマ密の観点からイオンビームパルス中の電流変動は好ましくない．これらの問題を解決するためには，パルス中のプラズ
マの密度変動を制御し，フラットトップな電流波形を形成する必要がある．著者らは図８のようにターゲット付近のプラズマ膨張領域に短いソレノイドを設置し，高速ランピ
ングするパルス磁場を印加することでフラットトップの電図８流波形を得るための制御を検討している［２２，２３］．パルス
２９０

パルスソレノイド磁場印加実験概略．

Commentary

Study on High-Flux Laser Ion Source with Applying Magnetic Field

K. Takahashi and M. Okamura

図１
０ マルチイオンビーム引出しの概念図．
図９

パルス磁場によるビーム電流波形の変化および Twiss parameter !の変化．

度の変動を抑え，時間的に積分された全ビームパルスのエ
ミッタンスを低減させることが可能である．この技術は，HIF のためのレーザーイオン源の実現にとって非常に重要であり，さらに長時間にわたってフラットトップに近い電流波形を得るため，より洗練された電流波形制御方法を検図１
１ マルチカスプ磁場によるプラズマのガイディング．

討している．
の変化に比較して電流の低下が抑えられていることがわか

４．マルチカスプ磁場印加型レーザーイオン源

る．また，図１２（b）では電流を時間積分して得られる電荷

４．
１ プラズマガイディング効果の距離に対する変化が示されているが，""400 mm を過ぎ

誘導加速器によってイオンビームを加速するスキームにたあたりからあまり変化していないことがわかる．これレーザーイオン源を適用する場合，HIF のために十分な電は，プラズマは進行方向のみに膨張していることを示して流をイオンビームに供給する方法として，図１０のように細おり，マルチカスプ磁場によって横方向への膨張を制限しい多数のビームを引き出し，１本のビームにマージングしプラズマをガイディングできていることがわかる．また，て輸送するマルチビーム方式が検討されているが［２４，２５］，

マルチカスプ磁場を用いたガイディングでは輸送管の中心

大面積のイオンビームを引き出すためには，均一なプラズには磁場が存在しないためか，その領域を通過したプラズマが必要である．

マのイオン電流波形は磁場を印加しない波形と大きく変わらず，ソレノイド磁場印加時のような電流波形の変動は生プラズマを十分長い距離にわたって自然膨張させたレー

じない．

ザーイオン源では横方向に対して比較的均一な分布を実現可能である．一方で，長パルスで大電流を得るためにソレ

また図１３は幾つかのイオン種について表１の二種類のマノイド磁場などを用いた場合には前述のようにその横方向

ルチカスプ磁場で輸送した際の距離に対する電流密度の変分布が影響を受けることが示されている．そこで，横方向化を示す．いずれのイオン種でも磁場ガイディング後ではに大面積で均一な密度分布を持つプラズマのガイディング

自然な膨張時に得られる値より数倍の電流が得られるが，法の確立をめざして図１１のようにマイクロ波を用いるイオ

重いイオンほど変化が緩やかに現れる傾向が見られた．

ン源のプラズマ閉じ込めなどに幅広く使用されているマル

４．
２ 半径方向の電流分布特性

チカスプ型の磁場構造をプラズマの輸送管に適用すること最後に，二種類のマルチカスプ磁場で輸送した際のプラにより，レーザーアブレーションプラズマのガイディング

ズマの半径方向分布について簡単に紹介したい．比較的小する方法が最近著者らによって検討されている［２６，２７］．

型の構成である表１（a）のマルチカスプ磁場では良好なプ

この方式ではソレノイド磁場とは異なり，磁束密度をパラ

ラズマのガイディング効果が示されたが横方向に均一なプメータに電流値を制御することはできないものの，ネオジ

ラズマの分布は得られていない（図１２）．一方，表１（b）のム磁石などを用いてプラズマの輸送管内壁付近に比較的強条件では何れのイオン種でも（a）の条件と比較してガイい磁場を容易に形成できる．

ディングの効果が現れるまで長い距離を要することが示されるが，マルチカスプ磁場中を輸送する間，中心軸付近で

ここでは表１に示す二種類の磁場の条件でプラズマを輸送した際に得られたプラズマ輸送特性について紹介する．

表１

図１２（a）は表１（a）に対応する磁場の構成でアブレーション
プラズマを輸送した際の半径方向の異なる位置（0−21mm）における電流ピークの変化を示している．この結果

（a）
（b）

よりマルチカスプ磁場を通過中は自然な膨張時の !
#"!#
２９１

磁極数
８
１
６

マルチカスプ磁場の構成．

輸送管直径［mm］
５
４
１
０
８

［mm］
"!
２
５
０
２
２
０

"［mm］
"
３
０
０
９
０
０

Journal of Plasma and Fusion Research Vol.94, No.6 June 2018

図１
２ ドリフト距離に対する（a）
ピーク電流及び（b）
電荷の変化
［２
６］
．

図１
３ ドリフト距離に対するピーク電流の変化（a）
small multicusp（b）
large multicusp［２７］．

均一な分布が得られることが示唆された（図１４）．さらに
良好なガイディング効果を得つつ均一なプラズマの分布を得る条件を明らかにすることは今後の課題である．

５．まとめと今後の展望
従来，多価イオンの供給に用いられてきたレーザーイオン源であるが，HIF ドライバーの開発では低価数，大電流，
低エミッタンスビームの供給という新たな課題に挑んでいる．固体密度から膨張を開始するレーザー生成プラズマを利用するレーザーイオン源はもとより大電流イオンビームを供給するポテンシャルを有しているが，HIF ドライバーのように従来にないような大電流ビームの要求に応えるた
め，さらなる高フラックス化に向けて磁場によるプラズマ

図１
４ マルチカスプ磁場ガイディング中の Cu プラズマの横方向の電流密度分布［２８］．

の制御の試みが行われている．
ソレノイド磁場を適用したレーザーイオン源の電流は劇的に改善され，その増倍率はソレノイドの位置，長さ，磁てソレノイド磁場とマルチカスプ磁場によるガイディング

束密度を変えることによって調整が可能である．一方での方法を使い分け，あるいは組み合わせることで所望のパ

HIF へ向けたレーザーイオン源のさらなる制御のため，マラメータを実現するレーザーイオン源の構築が可能となる

ルチカスプ磁場によるプラズマのガイディングを提案し，であろう．

その効果の検討が始められている．未だそのプラズマに対大電流重イオンビームの形成は歴史的に困難であったたする影響は未知な部分が多く残されているものの，マルチ

めか，現在その用途も原子核物理学実験への応用や粒子線

カスプ磁場を通して輸送した際のアブレーションプラズマ

治療などあまり多くはない．しかし，近年のレーザー技術の基本的な振る舞いは明らかになりつつあり，磁場によるの進歩により商用のテーブルトップのものでも高繰り返し

ガイディング効果が実証されつつある．さらに目的に応じで安定したレーザーを発生できるものが普及してきてお
２９２

Commentary

Study on High-Flux Laser Ion Source with Applying Magnetic Field［１３］M. Okamura et al., Nucl. Instrum. Meth. Phys. Res. A 733,
97 (2014).
［１４］J. Tamura et al., Rev. Sci. Instrum. 79, 02B101 (2008).
［１５］M. Sekine et al., Rev. Sci. Instrum. 83, 02B318 (2012).
［１６］M. Okamura et al., Rev. Sci. Instrum. 87, 02A906 (2016).
［１７］M. Okamura et al., Proceedings of NAPAC2016, MOA
4IO01 (2016).
［１８］S. Ikeda et al., Rev. Sci. Instrum. 87, 02A915 (2016).
［１９］K. Takahashi et al., AIP Conf. Proc. 1525, 241 (2013).
［２０］高橋一匡 他：電気学会パルスパワー研究会資料，PPT13-040 (2013).
［２１］S. Ikeda et al., IEEE Trans. Plasma Sci. 43, 3456 (2015).
［２２］M. Sekine et al., Nucl. Instr. Meth. Phys. Res. A 795, 151(2015).
［２３］M. Okamura et al., Laser Part. Beams 33, 137 (2015).
［２４］D.P. Grote et al., Phys. Rev. Special Topics Accel. Beams
6, 014202 (2003).
［２５］J.W. Kwan, Nucl. Instrum. Meth. Phys. Res. A 464, 397(2001).
［２６］K. Takahashi et al., J. Phys. Conf. Series 717, 012113 (2016).
［２７］K. Takahashi et al., Energy Procedia 131C, 354 (2017).
［２８］K. Takahashi et al., (submitted).

り，レーザーイオン源は比較的簡単に構築が可能となっている．また，単純な構成で高輝度のイオンビームを供給できるため，大規模施設だけでなく小型加速器にも適合し多くの加速器施設で採用できる可能性があり，今後 HIF に限らず様々な重イオンビームの用途に応用されることを期待
している．

参考文献
［１］小特集「重イオン慣性核融合のためのエネルギードラ
イバー開発の進展」：プラズマ・核融合学会誌 89, 87(2013).
［２］N.J. Peacock et al., J. Appl. Phys. 2, 1705 (1969).
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［４］G. Jaffe, Phys. Rev. 65, 91 (1944).
［５］H. Riege, Nucl. Instr. Meth. Phys. Res. A 451, 394 (2000).
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［１１］H.Y. Zhao et al., Rev. Sci. Instrum. 87, 02A917 (2016).
［１２］T. Kanesue et al., Proc. EPAC08, Genoa, Italy, 421 (2008).

まさ

高 橋 一 匡長岡技術科学大学電気電子情報工学専攻助教．２
０１
３年東京工業大学総合理工学研究科
創造エネルギー専攻修了博士（工学）．主にレーザーイオン源およびクラスタービー
ムに関する研究を行なっている．最近の趣味は四川料理（もどき）を作ること．特に水煮牛肉が好物．

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かず

おか

むら

まさ

ひろ

岡 村 昌 宏ブルックヘブン国立研究所（アメリカ合衆
国・ニューヨーク州）主任研究員．東京工業大学原子核工学専攻修了，工学博士．理化学研究所を経て現職．粒子加速器の研究を行っています．英語をできるだけ使わないでアメリカで働く事を実践しています．

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はし!!!!!!!!!!!!!

たか!!!!!!!!!!!!!

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K. Takahashi and M. Okamura

２９３!!!!!!!!!!!!!!!!!!!!!!!!!!