J. Plasma Fusion Res. Vol.96, No.12 (2020)７０１‐７０２

小特集

ターゲット表面プラズマ密度制御による電子・イオン加速の物理とレーザーパルスコントラスト制御技術
The Physics on Electron/Ion Acceleration
by Controlling Density of Plasmaon Target Surface and Controlling Technique of Laser Pulse Contrast

１．はじめに
1. Introduction
有川安信
ARIKAWA Yasunobu
大阪大学レーザー科学研究所（原稿受付：２
０
２
０年９月１
７日）

超高強度レーザー（〜ペタワット級）によるプラズマ科

プラズマの密度制御はレーザー量子加速の物理にとって最学は非常に広い研究分野に波及している．超高強度レーも重要な研究課題である．ターゲット表面のプラズマ形成

ザーを小さな金属片などの標的（以下は，主にレーザーのプレパルスによって起こることが多

ターゲット

とよ

ぶ）に集光すると，レーザーが作る電場により電子はレーい．

ザー進行方向に加速される．超高強度レーザーによる電子

超高強度レーザーのパルスコントラストはターゲット表

加速の効率は非常に良く，レーザーエネルギーの４０％にも面プラズマ制御の重要な要素である．超高強度レーザーは及ぶ．また発生する電子ビームのサイズはレーザー集光サ

ピーク時刻よりも前の時間にイズ程度であるから，１０〜１００ミクロンと極めて小さくす

レーザーのピーク強度に対するプレパルスの比はパルスコ

ることができる．これは他の手法では得られない特徴であントラストと呼ばれ，超高強度レーザーの性能を示す指標

り，この性質を利用して非常に多くの応用研究が進んでいの一つになっている．非常に薄いターゲットを用いたイオ

る．レーザー電子加速の研究やその電子を用いた応用研究

ン加速の場合，ターゲットがプレパルスによりレーザーがあり，中でも高速点火レーザー核融合はこれを用いた最ピーク時刻までに崩壊してしまうとイオン加速が起こらなも重要な研究の一つである．電子の加速に付随して，X 線

くなるため，パルスコントラストの制御は必要不可欠であの発生やイオンの加速も可能である．ベータトロン X 線発る．レーザーが物体をプラズマ化させるのに必要なレー

生，イオン加速，そのイオンを用いた中性子発生，イオン

ザー強度はおよそ1011 W/cm2 程度とされている．例えば超を用いたがん治療の計画など，応用研究は多岐にわたる．

高強度レーザーのピーク強度が1020 W/cm2 の場合，ピーク

超高強度レーザーがターゲットに当たるとターゲットは直前まで 1011 W/cm2 以下のレーザー強度でなければなら

直ちにターゲットはプラズマ化する．すなわち，ターゲッ

ない．しかしながら，超高強度レーザーを，プレパルス：

ト表面は常にプラズマであり，レーザーはプラズマと相互ピーク強度比＝１：１０９以上のパルスコントラストにする作用をしている．この時，ターゲット表面のプラズマの密ことはたやすいことではなく，レーザー装置に様々な開発度，密度分布，密度勾配などは，電子・イオンの加速の物がなされている．プレパルスの削減方法はレーザー装置ご理メカニズムに大きく影響する．すなわちターゲット表面とに大きく異なる．一方でパルスコントラストが常に良け

プレパルス が存在する．

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

７０１!2020 The Japan Society of Plasma
Science and Nuclear Fusion Research

Journal of Plasma and Fusion Research Vol.96, No.12 December 2020

れば良いというものでもなく，悪い場合や積極的にプラズ

イオンを高効率化する試みについて解説いただく．中村氏

マを作ったが良い場合もある．さらにはターゲット表面プらからはベータトロン X 線発生のために，ガスターゲット

ラズマの構造制御により新たなプラズマ研究もある．

をあらかじめプラズマ化して cm オーダーの長いプラズマ

本小特集では，第１回に岩田・千徳氏によりレーザープを用いた高効率電子加速の応用について解説いただく．

レパルスが電子・イオン加速に与える影響について理論・

第４回ではレーザーのプレパルス制御技術に目を向け

シミュレーションの立場から解説いただき，続いて余語氏る．大阪大学レーザー科学研究所の河仲氏に LFEX のプレに LFEX を用いた１〜１
０ミクロンのターゲットを用いた高パルス削減のための取り組みを，また，量子科学技術研究

効率なイオン加速研究について解説いただく．また著者か開発機構量関西光科学研究所の桐山氏に J-KAREN のプレらはプレ大浦夫を積極的に作ってレーザー電子加速を促進

パルス削減のための取り組みについて紹介いただき，最後

させ，中性子発生効率の向上に繋げた研究について紹介すに著者からプラズマミラーというプレパルスの削減技術にる．

ついて，LFEX における実験例並びに世界の動向について

第２回では引き続きターゲット表面の制御についてもっ解説する．

と幅広く紹介する．西内氏らにより J-KAREN レーザーに

本小特集により超高強度レーザーによる新しいプラズマおける実験からパルスコントラストがイオン加速に与える研究，プラズマ構造の制御による電子・イオン加速の物理影響について，引き続き蔵満氏らによりナノメートルの超の面白さ，これらを制御するためのレーザープレパルスの極薄ターゲットからのイオン加速実験について紹介いただ

削減するための高度な技術について読者のみなさまに知っく．続いて第３回では，岸本氏らからは新たな展開であるていただき，また新たな研究が生まれる一助となれば幸い

ナノワイヤーをターゲット表面に付着させて，ターゲットである．

表面に積極的に電場・磁場を生成し，レーザー加速電子・

７０２

J. Plasma Fusion Res. Vol.96, No.12 (2020)７０３‐７０５

小特集 ターゲット表面プラズマ密度制御による電子・イオン加速の物理とレーザーパルスコントラスト制御技術

２．高強度レーザープラズマ相互作用におけるプリプラズマの影響
2. Pre-Plasma Formation and its Effects on Intense Laser-Plasma Interaction
岩 田 夏 弥，千 徳 靖 彦
IWATA Natsumi and SENTOKU Yasuhiko
大阪大学レーザー科学研究所（原稿受付：２
０
２
０年８月２
０日）

極短パルスレーザー光には，エネルギー増幅・パルス圧縮の過程でプリパルスと呼ばれるメインパルスに先行する光が生成される．プリパルスとメインパルスの強度比はコントラストと呼ばれ，レーザー光の特性を決める重要なパラメータである．特に，超高強度レーザー光の場合，メインパルスのピーク強度が高いため，高いコ
ントラストを持つレーザー光でも，プリパルスは物質をプラズマ化するに十分な強度の光を内包する．そのため，
メインパルスが到達する前にターゲット表面にプラズマ層が形成される．このプラズマ層の状態はメインパルスの吸収過程に影響するため，どの程度のプリプラズマが発生するか評価し，その状態を制御することが高強度
レーザー光の応用には重要である．本章ではプリパルスの条件からプリプラズマを簡易的に予測する方法，さらにプラズマのスケール長がレーザー光の吸収過程に及ぼす影響を理論的な立場から解説する．
Keywords:
ultraintense-laser light, prepulse, preformed plasmas, laser absorption

２．
１ はじめに（プリパルスとは）ピーク強度に達する．主パルスの凡そ 100 ps 前に，ASE

CPA（Chirped Pulse Amplification）によりレーザー光の内のスパイク光やペデスタル光は物質をプラズマ化する閾

エネルギーを増幅し短パルス化することで，レーザー強度

値強度を超えているため，100 ps スケールでプラズマは形は飛躍的に向上した．短パルスレーザーには，増幅・圧縮成されることとなる．また，駆け上り光は凡そ１ps 前に相の過程で生じるプリパルスと呼ばれる先行光が含まれる．

対論的強度（1018 W/cm2）を超えるため，J-KAREN-P レー

18

2

特に，主パルスのピーク強度が10 W/cm 以上の高強度

ザーのような超高強度レーザーパルスの場合，４０fs の主パ

レーザーの場合，プリパルス中に物質をプラズマ化する閾

ルスの相互作用のみを考えるのではなく，駆け上り光を含112

値強度（Breakdown threshold〜10 W/cm ）を超える光

めたレーザープラズマ相互作用が重要であることがわかっも存在する．その場合，主パルスが到達する前に，ターてきた［１］．この点に関しては本小特集第５章で西内氏がゲットの表面にはプラズマが形成され，主パルスとの相互解説する．

作用に影響を与えることもあり，どの程度のプラズマが形どの程度のプリパルス光でどの程度のプラズマが形成さ成されているか推定することが重要となる．そのため，主れるのか，また，形成されたプラズマがレーザー光の吸収

パルスのピーク強度とプリパルスの強度比（コントラス

過程に及ぼす影響に関しては本章の次節以降で解説する．

ト）は高強度レーザー光の重要な特性の一つとなってい２．
２ プリパルスによるプラズマ形成

る．
QST 関西光科学研究所の J-KAREN-P レーザーのパルス

本節では低強度のレーザー光（図１のぺデスタル光のよ波形を図１に示す．J-KAREN-P レーザーはメインパルスうな）により形成されるプリプラズマのスケール長を見積と ASE（Amplified Spontaneous Emission：自然放射増幅もる．いま平均強度 !の光が $の時間照射されたとする．こ11光）の強度比が 10 と非常に高いコントラストを持つ．

のレーザー光によりターゲット表面の表皮長

J-KAREN-P レーザーのコントラストの詳細に関しては，"!
#程度の領域が加熱される．ここで #$
#
$%!
$&!#
$"
*
('
)!#

本小特集第１０章で桐山氏の解説があるためここでは割愛

はレーザー波長，$&!はターゲットの電子密度，$%は入射する．J-KAREN-P レ ー ザ ー は，主 パ ル ス の ピ ー ク 強 度

レーザー光に対する臨界密度である．吸収率が "で与えら1021 W/cm2 以上，パルス長は凡そ４０fs である．レーザー光れる場合，表皮長内の電子の平均エネルギー（温度）"&は数百 ps の ASE から１
００ピコ秒程度の土台部（ぺデスタは，"&!"
!
$
!
$&!#
"
*
('
)#より

ル）を経て数十 ps で駆け上り（Rising Edge），主パルスのInstitute of Laser Engineering, Osaka University, Suita, OSAKA 565-0871, Japancorresponding author’s e-mail: iwata-n@ile.osaka-u.ac.jp

７０３!2020 The Japan Society of Plasma
Science and Nuclear Fusion Research

Journal of Plasma and Fusion Research Vol.96, No.12 December 2020

図２
図１

J-KAREN-P のパルス波形［１］．

レーザー光の強度と照射時間から予測されるスケール長
L［μm］．電離度 Zi ＝ 1 で密度 ne0 ＝ 50 nc のアルミニウム
ターゲット，'
L ＝ 2.7 fs を仮定．

#
!""

$
(# ' -)!
&)",))#
! "
#'
(
' -

（１）

分布と高調波光を観測した［２］．図３（a）に実験のセットアップと計測器の配置を示す．レーザー吸収過程の評価とと な る．こ こ で ''"%'"' は レ ー ザ ー 周 期，)' は 光 速，して，発生する高速電子の角度・エネルギー分布と高調波(')は規格化ベクトルポテンシャルであり，
(%*
"'"
,))
(

を計測している．
（b）と（c）
は模擬プリパルスと主パルス$#

関係式 #",))-(( "#を用いた．加熱されたプラズマは音の間隔が 1 ps の場合と 10 ps の場合を示している．高分解

""
#
""
#
速 !-")(
で膨張し，指数関数的な
&)"
'*,)"
,))#)
%*)
(

能干渉計で計測した各ケースのプラズマのスケール長は密度分布を形成すると考える．'*と%*はイオンの電離度と$"%'"!
"&と %'""&である．図２を使えば 1 ps と 10 ps 前で質量である．膨張するプラズマのスケール長は $"!-'よ

プラズマのスケール長は $〜0.05 と 0.5 μm と予測され，実り際に彼らの実験で計測されたプラズマのスケール長と良く一致している．

%
!""

$"
#

$
(# '*,) -)!
$"%'!'"! "''# # %* -(（２）

ここで興味深いのは（b）と（c）のケースで，発生する高速
電子の角度分布とエネルギー分布が大きく変化したこと，と求まる．ここでは吸収率 $は表皮長内で逆制動輻射過程

また，（b）のケースで観測された高調波発生が（c）のケー

により吸収されるエネルギーと入力 エ ネ ル ギ ー との比スでは消失したことである．高調波は急峻なプラズマ面に

+
-)!"
"
)で 与 え ら れ る と し，$#"の 場 合 は
$"&
-()
)*
+*
,(

おける，入射波とプラズマの周期運動によって発生する$""を用いた．&)*は電子―イオン衝突周波数である．

［３］．一般に $#%' が発生条件であるが，実際にどの程度

図２に式（２）で与えられるスケール長 $をレーザー光のの $が要求されるかはわかっていなかった．Chopineau

照射時間 'と平均強度 #に対してプロットした．例えば，

等は模擬プリパルスの間隔を細かく変えることで，高速電図１のように #&10 W/cm （(&7×10

子振る舞いや高調波の発生が変化する様子を計測した．

12

2

−4

）のぺデスタル

図４に高速電子と高調波のプラズマスケール長依存性を

光 の 照 射 が１００ピ コ 秒 続 く と す る と，ス ケ ー ル 長 は$'5 μm となる．主パルスはこのようなプリプラズマが形プロットしている．スケール長$が!
!
%'以下では高速電子"成された状態で相互作用することになる．

はターゲット垂直方向（100 mrad）付近に発生す るが，!
%'以上では反射光の方向（−200 mrad）近傍に発生して!
&

２．
３ プリプラズマの吸収過程へ影響いる．これはレーザーの吸収過程が真空加熱（Brunel 吸

本節では固体ターゲットと超高強度レーザーの相互作用収）［４］から共鳴吸収に変化したことを示唆している．真空においてターゲット前面にあるプリプラズマがレーザー吸加熱は急峻なプラズマにレーザー光が斜め照射された時に収過程に与える影響を，仏国パリ大学のグループによるプ起こる吸収過程であるが，この実験から急峻なプラズマ面

ラズマ計測実験を紹介し解説する．前節までに解説したよとは $$!
!
%' であることがわかった．高調波が $#!
!
%'
#
"

うに超高強度レーザーのプリパルスはターゲット前面にプでは発生しなくなることからも，急峻なプラズマとはス

ラズマを形成してしまう．このプラズマの状態によりレーケール長が $$!
!
%' であることがわかる．
#

ザー吸収過程が変わり，ショット毎に実験結果がふらつく

２．
４ まとめ

など実験の不確定性の原因になっている．
Chopineau 他のパリ大学のグループは高コントラストの

超高強度レーザー光と物質の相互作用において，プリパ

短パルス（20−25 fs）・高強度レーザー（2×1019 W/cm2）

ルスにより形成されるプラズマの状態によってレーザーのとプリパルスを模擬する強度 1013 W/cm2 程度のレーザー吸収過程は変化してしまう．そのため，どのようなプリパ

光を主パルスの前０−１５ps の範囲で，時間間隔を変えて照ルスが主パルスの前に存在するか，どの程度のプラズマが射した．これにより形成されるプリプラズマのスケール長形成されるかを見積もることは重要である．理論家としてを調整し，レーザーの吸収過程で発生する高速電子の角度

実験解析を依頼されたときに，粒子シミュレーションを行
７０４

Special Topic Article

2. Pre-Plasma Formation and its Effects on Intense Laser-Plasma Interaction

N. Iwata and Y. Sentoku

図３ （a）
レーザー実験セットアップ．ターゲットはシリカ．完全電離すると電子密度 6 × 1023
［1/cm3］．波長 800 nm のレーザー光，パル
ス幅 20 − 25 fs，強度 2 × 1019 W/cm2．レーザーの集光位置に別の弱いレーザー（エネルギーフラックス kJ/cm2）のプリパルス模擬光の照射タイミング（#）
を変えて照射することで主パルスが相互作用するプラズマを制御する．ターゲット前面に飛び出す高速電子の計測（LANEX）と XUV 分光による高調波計測を行う．プリパルス模擬光によるプラズマは空間高分解能干渉計によりミクロン精度#＝ 1 ps（プラズマスケール長 L 〜 !L/15）
で計測．（b）のケースでの高速電子の角度分布・エネルギー分布と高調波発生の様子．高速電#− 10 ps
子はターゲット垂直方向（"x 〜 100 mrad）に強く加速され，また基準周波数の３０倍以上の高調波まで観測されている．（c）のケースでは，高速電子の発生は反射光の方向（"x − 200 mrad）に変わり，高調波は消失した．図は［２］より引用．
（L 〜 !L/1.5）

プラズマが発生していたのだろうと推定はできるが，それ以上でもそれ以下でもない．
今回，プリプラズマのスケール長を見積もるモデルを示したが，これを活用するためには，レーザー光の時間プロ
ファイルの計測が必要となる．プリプラズマは実験条件を不確定にするだけでなく，プラズマの存在によりレーザー
光の吸収率が高くなり，高エネルギー粒子の発生効率が高くなるなどの効果もあり，如何に制御するかが高精度な実験には必要であろう．本章の後でプリプラズマの効果や制図４

高速電子角度分布（a）と高調波（b）のプラズマスケール長 Lに対する依存性．いずれも縦方向中心（"y = 0）近傍のデータ．図は［２］
より引用．

御に関する解説が続くので本章はここで終わりとする．

参考文献

えば，観測されるプロトンのエネルギーや高速電子の平均［１］M. Nishiuchi et al., Phys. Rev. Res 2, 033081 (2020).
［２］L. Chopinea et al., Phys. Rev. X 9, 011050 (2019).
［３］N. M. Naumova et al., Phys. Rev. Lett. 92, 063902 (2004).
［４］F. Brunel, Phys. Rev. Lett. 59, 52 (1987).

エネルギーなど，シミュレーションで再現することはできる．ただそこではプリプラズマを調整しシミュレーション
結果を調整していることを知ってほしい．シミュレーショ
ン結果が実験結果と一致すれば，実験でも同じようなプリ

７０５

J. Plasma Fusion Res. Vol.96, No.12 (2020)７０６‐７０９

小特集 ターゲット表面プラズマ密度制御による電子・イオン加速の物理とレーザーパルスコントラスト制御技術

３．
!m 厚ターゲットからのイオン加速
3. Ion Acceleration from!m-Thick Targets
余語覚文
YOGO Akifumi
大阪大学レーザー科学研究所（原稿受付：２
０
２
０年１
０月５日）

代表的なレーザー駆動イオン加速機構が発現する条件を，２つの無次元化量を用いて整理した後，特に厚さが μm オーダーの薄膜ターゲットで発現する，TNSA（Target Normal Sheath Acceleration）機構について解説する．最近の話題として，ピコ秒の時間領域において非線形なレーザープラズマ相互作用により電子温度が増幅される効果を考慮した Boosted-TNSA 機構について解説する．
Keywords:
high-intensity laser, ion acceleration(とプラズマ電子周波数 (&$の比に相対論的効果（%は電子３．
１ 序論
お題をいただいた．先ず，読者の皆様は，なぜ「μm 厚」がのローレンツ因子）を考慮したもので，#%("(&$#"のとき，レーザーがプラズマ中に進入できる，アンダーデンス

特徴的なのか？という疑問を持たれることと思う．イオン（under-dense）プラズマとなる．このとき発現する加速機加速に使用するレーザーの波長（&）が 1 μm 前後であるか

構としては磁気渦加速（MVA: Magnetic Vortex Accelera-ら，ターゲットの厚さ（%）はレーザーの波 長 と 同 程度

tion）［２］がある．

（%"&）ということになる．
代表的なイオン加速機構の発現する条件を図１［１］に示

逆に，#%("(&$!"の時はレーザーが進入できないオー
バーデンス（over-dense）プラズマとなる．多くの加速機

す．ここでは，イオン加速機構が，レーザーとターゲット

構がこのオーバーデンスプラズマで発現する．その際$の関係を示す２つの無次元化量：#%("(&$と "!"&によって$（横軸）が指標として役割をに，２つ目の無次元化量 "!"&本章では，「μm厚ターゲットからのイオン加速」という果たす．ここでは，"!!$!!"&$(#はレーザーの無次元化振大別される．

幅（$は素電荷，!!はレーザーの電場振幅，&$は電子の静１つ目の無次元化量 #%("
（縦軸）は，レーザー周波数(&$

止質量，#は真空中の光速），$"&$(#は規格化'$#'$%&!#
されたターゲット密度（'$はターゲットの電子密度）を意$
味する．"!"&#"のとき，ターゲットはレーザーに対して透明（transparent）であり，レーザーの電場は，ターゲッ
トが完全に電離された場合に生じる表面電場 !% を超える（!!#!% !#）．すると，照射領域のほとんどの電子'$'$%
が掃き出され，残されたイオンはクーロン爆発（CE: Coulomb Explosion）を起こして加速される．
$
一方，"!"（opaque）&!"の場合，ターゲットは不透明であり，電子はターゲットのレーザー照射面から掃き出されるが，その大部分はターゲット裏面の場に捕らえられて引き戻され，ターゲットの近傍を周回する．この時のターゲット表面には，強力なシース電場が発生し，イオンがターゲットの垂直方向へ加速される（TNSA: Target Nor-

図１

mal Sheath Acceleration）．TNSAでは 1−10 MeV/μmオー

無次元化量で表されたイオン加速機構の発現条件［１（］一部を著者が改変）．

ダーのシース電場を，レーザーのパルス幅（10 fs−1 ps）

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

７０６!2020 The Japan Society of Plasma
Science and Nuclear Fusion Research

Special Topic Article

3. Ion Acceleration from μm-Thick Targets

A. Yogo

体方程式で記述される．

と同程度の時間保持できる．イオン種としては，ターゲッ
トに含まれる元素の他，表面不純物（炭化水素等）に起因する元素も加速される．そのうち価数・質量数比（,##）の最も大きい陽子（,## $"）が最もよく加速される．近年+,.,)+4+,"+5(
$!

（２）

+5&#
*,
+4.,".,+5.,$!%(（３）

では，集光強度 2×1020 Wcm−2 のレーザーを厚さ 0.9 μm.,，*,，%はイオン速度，質量，および価数，(は素電荷，のプラスチック薄膜に集光することで，最大 85 MeV に加&はポテンシャルである．プラズマのスケール長が初期の速された陽子［３］を得ている．

デバイ長より十分に大きい場合，準中性条件 +*$%+,を仮

さらに高エネルギーの加速を狙う手法として，輻射圧加定できる．すると，電場の自己相似解は以下で与えられる．

速（RPA: Radiation Pressure Acceleration）［４］が提案され!33$!+5&$$*#('
3-ている．,'*#*1*""の固体密度ターゲットを極めて薄く（４）%（)%(）することで &!#1&"を満たすようにすると，ター

ここで，$*は電子温度（単位はエネルギー），'
3．はイオン

ゲットのほぼ全ての電子が裏面方向に掃き出されると共の音速である．準中性条件の破れに伴い，自己相似解は失に，レーザーの一部は反射され，その反作用（輻射圧）に効するが，この場所こそが高エネルギーイオンが加速されよって残されたターゲット（イオン）が電子の後を追いかるイオンの膨張先端となる．Mora の卓見は，この膨張先端けるように移動する．原理上，イオンは電子との間に生じに 生 じ る イ オ ン 加 速 電 場 は，自 己 相 似 解 の２倍 程 度る電場で加速され続け，電子と同じ速さ（亜光速）まで到（!+20/4'#!33）であるという思い切った近似を施したこと達できることになる．最新の実験では 94 MeV［５］の陽子加にある．その結果，加速イオンの最大エネルギーは速に成功している．ただし，この時の陽子は TNSA によっ#!.(5'#
%$**
)
/(
#
+
(
)
))

て補助的な加速を受けていると考えられており，その意味（５）では，完全な RPA 領域での実験例は，まだ報告例が無い．

と与えられる．)はイオンの加速に要する時間である．

以上で主なイオン加速機構を俯瞰したが，図１に )$(Fuchs ら［１０］は，半経験的に )())をレーザーパルス半値全となる条件を書き入れて み る（実 線）．す る と，「μm 厚

幅の 1.5 倍程度とし，電子温度として前述の Wilks スケーリ

ターゲット」において優勢な加速機構は，TNSA であるとングを用いる（$*$$1）ことで，多くの実験結果を説明で分かる．そこで以下では，TNSA 機構に関する最近の研究きることを示した．

として，従来よりも長い時間パルス幅（1−10 ps）のレー

３．
３ Boosted-TNSA 機構

ザーを用いることで，イオン加速を司る高エネルギー電子
を統計論的（stochastic）効果で増強した Boosted-TNSA

Mora によるプラズマ等温膨張モデルは実験結果をよく機構［６］を，実験例を交えながら解説する．

説明できる一方で，レーザー駆動のイオン加速であるにもかかわらず，モデルの中にレーザーが不在であることに気３．
２ TNSA 機構

づいた方もおられると思う．このことは，レーザープラズ

近年，TNSA という用語が，薄膜の裏面の垂直方向にイマ相互作用がより複雑になった場合に，実験結果を説明でオンが加速される現象の総称として使われることが多い

きなくなる可能性を予見している．実際に近年では，１パが，初出は Wilks らによる論文［７］であり，レーザーによるルスのエネルギーが数百ジュールからキロジュールを超え初めての陽子加速実験［８］を説明する理論モデルとして登る大出力のレーザー（例：阪大 LFEX，米NIF-ARC，仏場した．狭義の TNSA はこの Wilks による理論モデルのみ

LMJ-PETAL）が 登 場 し，こ れ ま で よ り 長 い 時 間 幅を指す．その後，自己相似解による１次元プラズマ膨張を（1−10 ps）で相対論的な集光強度（&!$"）を維持できる

ベースにした Mora によるモデル［９］が現れ，良く知られる実験が可能となると，これまでの TNSA 機構の理論値を超ようになった．

えるエネルギーのイオンが加速されることが明らかになっ

TNSA において加速されるイオンの最大エネルギーを決た［６］．

定するパラメータの１つが，高速電子の温度である．よく阪大LFEXレーザー施設では，集光強度2×1018 Wcm−2，

利用される Wilks によるスケーリング則［７］によると，電子

パルス幅 1.5 ps のビーム４本を時間的に連結することで，温度 $1（単位はエネルギー）は

1.5−6 psの範囲でのイオン加速エネルギーの時間幅依存性#$1$**'#(!&!!")

を検証した．その結果，パルス時間幅を伸長することで，（１）

イオン（陽子）の最大エネルギーが高速電子温度と共に上と与えられる．ここで，**は電子の静止質量，**は真空昇した（図２）．従来のスケーリング則［式（１）］による電中の光速，&!はレーザーのベクトルポテンシャルの振幅で

子 温 度 は $1$0.2 MeV で あ り，実 験 結 果 は 数 倍 程 度 高"###あり，半経験式として &!$(
とできる．
"
!
"
$%#"!!"&)'( #い．また，パルス時間幅に対する依存性は説明できない．

2
ここで，"'はレーザー集光強度（単位は W/cm ），(はレー

加えて，陽子エネルギーの実験値（図４の●）は，従来のザー波長（単位は μm）である．

TNSA モデル（図４の破線）より数倍高い．

一方，Mora は高温の電子と低温のイオンから成る１流

この実験結果を説明するために，電子温度が従来のス体モデルを仮定し，１次元の等温プラズマ膨張からイオン

ケーリング則を超えて時間発展する効果（図３）を考慮し加速電場を評価した．真空へのイオンの膨張は，下記の流た Boosted-TNSA 機構［６］が導入された．ここでは，電子
７０７Journal of Plasma and Fusion Research Vol.96, No.12 December 2020

図３

レーザーパルス幅の伸長に伴う高速電子温度の時間発展．
パルス幅はそれぞれ 1.5
（■）
，3
（▼）
，6 ps（◆）．文献［６］
より転載．

図４

レーザーパルス幅の伸長に伴う陽子加速エネルギーの実験
値（●）は Boosted-TNSA 機構の理論値（△）とよく一致している．文献［６］より転載．

図２ （a）
パルス幅の伸長に伴う陽子加速エネルギーの増大を示す実験結果．（b）
電子エネルギーの測定結果．文献［６］
より
転載．

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と得られる．ここで "は特性時間である．Boosted-TNSA機構を用いることで，ピコ秒の時間領域で増強された陽子加速の実験結果が説明できる（図４）．
では，このような電子温度の上昇を引き起こす機構は何であろうか？これを解き明かすために，Particle-in-Cell シ
ミュレーションで電子の軌跡を追跡した結果を図５（a）に示す．ここでは，("50−55 μm に薄膜を置き，(軸正方向へレーザーを照射している．パルス幅は 3 ps の２連結パル
スであり，横軸の時間が 1.5−3 ps となるところで，集光強度が最大値となる．電子はレーザー電磁場により (軸正方向へ加速された後，ターゲット裏面に発生する電場勾配により押し戻されて再びレーザーに加速される．何度かターゲットを往復運動した後，急に「シフトアップ」したかのように振り幅が大きくなる（2.5 ps 付近）．その時の電子の運動量も同時に急上昇する［図５（b）］．ターゲット裏面で電子を跳ね返す役割をする電場勾配は，時間とともに成長するので［図５（c）］，電子は高エネルギーになってもターゲット近傍から逸脱することなく，往復運動を繰り返すことができる．このような統計的な加熱こそが，通常の機構では現れない高エネルギーの電子が発生する駆動力である．また，電子の往復運動はサブピコ秒の周期で起こるた
図５ （a）
１次元 PIC 計算による電子軌跡の追跡（b）
電子のローレンツ因子の時間発展，および（c）
ターゲット裏面に発生するポテンシャルの時間発展．文献［６］より転載．

め，従来のフェムト秒領域の実験では発生しない，マルチ
ピコ秒領域に特有の現象であると言える．

７０８

Special Topic Article

3. Ion Acceleration from μm-Thick Targets

３．
４ レーザー駆動中性子源への応用

A. Yogoの中性子数を発生することに成功している［図６（b）］．

レーザー駆動でイオンを加速し，それをベリリウム（Be）
9

特徴としては，（１）1 cm 程度のコンパクトなサイズの線源

9等の２次ターゲットに照射し，核反応［例えば Be（p，n）B］

から（２）短い時間幅（約 1 ns）で MeV エネルギーの中性子に よ っ て 中 性 子 に 変 換 す る「レ ー ザ ー 駆 動 中 性 子 源が発生することが挙げられる．短いパルス幅は飛行時間エ（図６）」［１１］の 研 究 が 進 め ら れ て い る．大 阪 大 学 で は，ネルギー分解能の向上につながるため，高速中性子によるBoosted-TNSA 機構を利用して高効率に陽子・重陽子を加エネルギー分解ラジオグラフィ［１２］への応用が可能であ

速することで，文献値より一桁以上低い集光強度で同程度る．また，最近では，温度が 11 K の固体水素セルをレーザー駆動中性子源の直近に設置することで，冷 中性子（1−10 meV）を発生［１３］しており，結晶状態のブラッグ回折分析などへの応用が期待される．

参考文献［１］S.S. Bulanov et al., Phys. Plasmas 23, 056703 (2016).
［２］A. Yogo et al., Phys. Rev. E 77, 1 (2008); S.S. Bulanov et al.,Phys. Plasmas 17, 1 (2010).
［３］F. Wagner et al., Phys. Rev. Lett. 116, 205002 (2016).
［４］T. Esirkepov et al., Phys. Rev. Lett. 92, 175003 (2004).
［５］A. Higginson et al., Nat. Comm. 9, 724 (2018).
［６］A. Yogo et al., Sci. Rep. 7, 42451 (2017).
［７］S. Wilks et al., Phys. Plasmas 8, 542 (2001).
［８］R.A. Snavely et al., Phys. Rev. Lett. 85, 2945 (2000).
［９］P. Mora, Phys. Rev. Lett. 90, 185002 (2003).
［１０］J. Fuchs et al., Nat. Phys. 2, 48 (2006).
［１１］M. Roth et al., Phys. Rev. Lett. 110, 044802 (2013) ; A.
Kleinschmidt et al., Phys. Plasmas 25, 53101 (2018); D.P.
Higginson, et al., 18, 100703 (2012); M. Storm et al., Phys.
Plasmas 20, 53106 (2013); S. Kar et al., New J. Phys. 18,53002 (2016).
［１２］R. Mizutani et al., High Energy Dens. Phys. 36, 100833(2020); J.C. Fern!
ndez et al., Phys. Plasmas 24, 056702(2017).
［１３］S.R. Mirfayzi et al., Sci. Rep. 10, 20157 (2020).

図６ （a）
レーザー駆動中性子源の概要．（b）
レーザー１ショット
当たりの中性子発生数の集光強度依存性．黒丸は BoostedTNSA を応用した結果，灰丸は文献値［１
１］
．

７０９

J. Plasma Fusion Res. Vol.96, No.12 (2020)７
１０‐７１２

小特集 ターゲット表面プラズマ密度制御による電子・イオン加速の物理とレーザーパルスコントラスト制御技術

４．ダブルパルス法による電子発生の高効率化−中性子発生への応用−
4. Improvement on Electron Generation Efficiency by Using Double Pulse Method-Applications for Neutron Generation有川安信
ARIKAWA Yasunobu
大阪大学レーザー科学研究所（原稿受付：２
０
２
０年９月１
７日）

フェムト秒レーザーとナノ秒レーザーを組み合わせて，プレプラズマを意図的に生成して電子発生効率を最適化し，比較的小型の繰り返しレーザーで光核反応による中性子発生に成功した．ステンレス製回転ターゲットを使用し，ナノ秒の低強度レーザー（プレプラズマ生成用）を照射した直後に超高強度レーザーを照射すること
で，電子エネルギーを高エネルギー化させた．超高強度レーザーの集光位置をターゲット表面から吹き出したプ
レプズマ中に集光した時に最も電子が高エネルギー化した．この高エネルギー電子をステンレスターゲット内で制動放射により X 線に変換し，鉛に入射させることで光核反応を引き起こし，中性子を発生させた．パルスあたり１０４個の中性子を繰り返し頻度 1 Hz で１０００発連続発生に成功した．
Keywords:
preplasma, laser driven neutron generation, repetitive neutron generation

４．
１ プレプラズマによる電子の高エネルギー化

ぼ同じ金にくらべて安価にターゲット製作が可能であるここの論文ではプレプラズマを積極的に利用した著者の研とも利点である．

究［１］について紹介する．第２章岩田・千徳氏の解説にあ

図２に本研究の実験セットアップを示す．レーザーはるように，プレプラズマが存在する場合，希薄なプラズマ

Ti: Sappire レーザーを用いた，波長は 800 nm，エネルギー

中に超高強度レーザーを入射させると加速される電子が高は 0.4 J，パルス幅 25 fs，スポットサイズ 2−3 μm の楕円形

エネルギー化する．これを積極的に利用することで，X 線

で，集光強度は 5×1019W/cm2，繰り返し頻度 1 Hz で運転や中性子の発生を高効率化させることができる．

した．回転円盤ステンレスターゲットに超高強度レーザー

レーザー駆動中性子の研究は従来のような大型レーザーを集光し，電子を発生させた．ターゲットのステンレスのの研究のみならず，近年では小型テーブルトップレーザー

厚さは 1 mm のものを用いた．発生した電子がステンレスによる連続中性子の報告例も多数出ている［２，３］．小型のの 中 で 制 動 放 射 に よ り X 線 に 変 換 さ れ，そ の X 線 は繰り返しレーザーで中性子を安定に発生させることができ

5 cm×5 cm×10 cm の 鉛 に 入 射 さ せ た．後 述 す る よ う

れば，産業応用も可能となることから，期待が集まっていに，電子エネルギーを高エネルギー化させるため，プレプる．本研究ではいくつかある中性子発生方法の中から，比ラ ズ マ 生 成 用 レ ー ザ ー と し て，エ ネ ル ギ ー 25 mJ の較的低レーザーエネルギー・集光強度が低くても中性子発生が可能で，かつ繰り返し運転が容易な光核反応を用いた．光核反応とは高エネルギーの X 線を高 Z 番号の原子核に入射させると原子核が核崩壊し，中性子を放出する反応である．図１はレーザー駆動光核反応の概念図と，入射 X
線のエネルギーに対する中性子発生反応の断面積（JENDLE のデータベース参照）を，代表的ないくつかの原子について比較したものである．鉛はウランに引き続い
図１て反応断面積が２番目に高く，12 MeV 以上の X 線に対して中性子を高効率に発生させることができる．断面積がほレーザー駆動光核反応の概念図と，X 線エネルギーに対する中性子発生反応断面積の比較．

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

７１０!2020 The Japan Society of Plasma
Science and Nuclear Fusion Research

Special Topic Article

図２

4. Improvement on Electron Generation Efficiency by Using Double Pulse Method

Y. Arikawa

実験セットアップ（a）は電子エネルギー測定用セットアップ，（b）は中性子発生用セットアップ．

Nd: YAG レーザー，波長 1064 nm，パルス幅 5 ns，集光強度 4.5×1011 W/cm2 を準備し，プレプラズマ生成レーザーとして用いた．Ti: Sapp レーザーの直前 2.5 ns に照射した．
図２（a）のセットアップでは電子のエネルギースペクトルを測定し，（b）では中性子発生用の鉛ブロックとバブル中性子検出器［４］が置かれている．中性子数はバブル検出器の泡の数から測定した．
制動放射は電子のエネルギー以下の X 線が発生する反応である．中性子を発生させるためには 12 MeV 以上の X 線が必要であるから，12 MeV 以上の電子が多く発生することが必須である．パルスコントラストの良い Ti: Sappire
レーザーで 12 MeV 以上の電子加速することは困難である．パルスコントラストの良いレーザーで電子を加速すると，電子の平均エネルギーはポンデラモーティブ力によって加速される．レーザーの波長と集光強度から，電子の平均エネルギーを算出することができる．この条件において電子の平均エネルギー（マックスウェル分布の勾配温度）は1.2 MeVになり，12 MeV以上の電子発生数はほとんど発
生せず中性子発生は困難である．そこでプレプラズマが重要な役割を担う．
図３ （a）粒子シミュレーション（FISCOF‐
１D）でセットアップ
したターゲットのプラズマ密度分布．４つのスケール長を持つプレプラズマが固体密度ターゲットの表面に存在することを仮定して計算を行った．（b）４つのケースの場合について計算した結果得られた，電子エネルギースペクト
ル．5 μm 以上のスケール長を持つプレプラズマがある場
合，電子エネルギーが高エネルギー化し，12 MeV 以上の電子が大量に発生する．（c）は実験で用いた Nd:YAG レーザーによるプレプラズマ生成を模擬した流体シミュレーション（ILESTA-1D）の結果で，プラズマの電子密度分布を示す．

４．
２ シミュレーション計算による予測
図３はシミュレーション計算であり，（a）は粒子シミュ
レーションコード FISCOF 1D［５］にセットアップしたター
ゲットの電子密度分布の設定を示している．超高強度レー
ザーが右側から左側へ入射する．プレプラズマの電子の密度分布として４つ条件を仮定し，固体密度のターゲットの右側にスケール長の異なるプレプラズマを付加してある．
（b）はそれら４つの条件におけるシミュレーション結果の電子エネルギースペクトルである．プレプラズマのスケー
ル長が 5 μm 以上になると急激に電子エネルギーが高エネ

実際にはおよそ50 μm手前の臨界密度（波長800 nmのレールギー化している．物理的なメカニズムに関しては第２章

ザーに対して 1×1021/cm2，ピークになっている部分）のプの岩田・千徳氏章を参考にしていただきたい．5 μm以上のレプラズマでレーザーは吸収されてしまう．超高強度レー

スケール長のプレプラズマを作るためには比較的大きなプ

ザーは−50μm の地点ではまだ焦点に達しておらず集光さ

レパルス，または別のレーザー装置が必要である．

れていない．レーザーの集光位置がちょうど臨界密度プラ

このプレプラズマの生成を流体シミュレーション

ズマの領域になるよう適切な距離だけレーザー集光位置を（ILESTA-1D［６］）で見積もったのが図３（c）である．レー

オフセット調整することが重要である．

ザーは右側から左に入射している．図２の実験セットアップにおいて，スケール長 30 μm 程度のプレプラズマが生成

４．
３ 電子スペクトル測定と中性子発生数測定できていることがわかる．このとき注意を要する点は，

図２（a）のセットアップで電子エネルギースペクトルを

レーザーを 0 μm の位置（ターゲット表面）に集光しても，測定した．レーザーの焦点位置を手間に移動させて比較し
７１１

Journal of Plasma and Fusion Research Vol.96, No.12 December 2020

た．図４（a）の黒線はプレレーザーなしの電子スペクトルで，マーカー付きの線はそれぞれプレレーザー有りの電子
スペクトルである．レーザーの焦点距離をずらしていくと，電子スペクトルに急激な変化が見られた．80 μm オフ
セットの時に電子温度は最も高エネルギー化し，これ以上のオフセットを加えると再び減少した．図４（b）に図４（a）のオフセット距離を横軸，12 MeV 以上の電子の数を縦軸に比較すると 80 μm の点でピークとなった．
図２（b）のセットアップに切り替えて，中性子発生数を図５測定した．図５に中性子発生数と，焦点距離のオフセット
位置の関係を示した．オフセット距離が 80 μm の時に中性レーザーのオフセット位置を変えたときの中性子発生数の変化．

子数は最大値を記録し 3.5×104 個/shot 4!（信号検出数 18
カウント）であった．10 cm 厚さのパラフィンブロックのによる電子エネルギースペクトルが高エネルギー化し，光陰に設置したバブル検出器の信号は 1/9 でありパラフィン

核反応反応が効率的に起こるようになり，中性子発生が実の中性子減速率と良い一致が見られた．これにより中性子現したことを示している．プレプラズマの制御がキーではターゲットから発生し，真空チャンバー等の構造物からあったことが明確であったことがわかる．プレプラズマ無発生したバックグラウンドではないことが示された．図４

しの条件で中性子は０カウントであったのに対し積極的にと図５のグラフの形状が一致することからもプレプラズマ

プレプラズマを生成した場合は１８カウントまで改善した．

４．
４ まとめ
プレプラズマを積極的に発生させることで，電子エネル
ギーを高エネルギー化させ，これを応用して中性子の高効
率 発 生 に 成 功 し た．超 高 強 度 レ ー ザ ー（集 光 強 度
5×1019W/cm2）とプレプラズマ生成用レーザー（集光強度4.5×1011 W/cm2）を用いることで，スケール長 30 μm 程度のプレプラズマを生成し，プレプラズマ中の臨界密度（電子密度 1×1021/cm3）の地点付近に超高強度レーザーを集光したときにもっとも高効率に中性子が発生した．プレプ
ラズマ無しの条件で中性子は０カウントであったのに対し積極的にプレプラズマを生成した場合は１８カウントまで改善した．この条件のまま繰り返し頻度 1 Hz で，
１０００発連続中性子発生に成功した．比較的小型のレーザーで安定に中性子発生無しの条件で中性子は０カウントであったのに対し積極的にプレプラズマを生成した場合は１８カウントまで改善した．すなわちプレプラズマ制御によって１８倍以上中性子発生の効率を向上させることに成功した．この成果により将来小型のレーザーでも安定に中性子発生ができる見通しがたった．

参考文献［１］Y. Arikawa et al., Plasma Fusion Res. 13, 2404009 (2019).
［２］T. Ditmire et al., Nature 398, 492 (1999).
［３］J. Hah et al., Appl. Phys. Lett. 109, 144102 (2016).
［４］Bubble detector, BTI. co. ltd, web site, http://bubbletech.
ca/product̲type/bubble-detector-products/［５］H. Sakagami et al., Laser Part. Beams 24, 191 (2006).
［６］H. Takabe et al., J. Quant. Spectrosc. Radiat. Transf. 51,
379 (1994).

図４ （a）
図２（a）のセットアップにおいて測定された電子スペク
トル．プレレーザーの有無，メインレーザーのオフセット
距離を変えて測定している．（b）
12 MeV以上の電子の数のプロット．80 μm オフセット付近において 12 MeV 以上の電子の数を最大化させることができている．

７１２

Journal of Plasma and Fusion Research Vol.96, No.12 December 2020

!!
あり

かわ

やす

小特集執筆者紹介

のぶ

せん

有 川 安 信大阪大学レーザー科学研究所 講師．専門は，レーザー核融合および中性子計測を中心に，レーザー駆動中性子応用研究，レーザー開発など幅広く展開．世の中になかった新しいものを自分の手で作りだすことに研究の醍醐味を感じる．趣味
は研究（もちろん！）と，エレキギター．今年はコロナの影響で様々なミュージシャンがオンライン配信ライブを開催してくれるが，家でプロのミュージシャンと一緒に弾いてセッションするのが密かな楽しみ．全然弾けていなくても問題ない．
いわ

た

なつ

""
とく

やす

ひこ

千 徳 靖 彦大阪大学レーザー科学研究所教授．大阪大学
工学研究科博士（工学）．２００２年に渡米，ジェネラルアトミック社研究員を経てネバダ州立大学リノ校物理学科教員．２
０１
１年から同大学
教授．２
０１
６年８月に帰国し現職．専門は高エネルギー密度科
学・プラズマ物理．今のマイブームは元寇．海音寺潮五郎の「蒙古襲来」など読んで，当時の鎌倉武士の戦いを知る．最近
で は ゲ ー ム Ghost of Tsushima で 対 馬 の 風 景 を 馬 で 駆 け 抜け，蒙古に勝負を挑んでいる．

みよ岩 田 夏 弥ごあきふみ

余 語 覚 文大阪大学レーザー科学研究所 特任講師．２
０１
４
年京都大学大学院エネルギー科学研究科博士課程修了．研究分野はプラズマ物理，高エネル
ギー密度物理．自然界の非線形・非平衡現象の理解に寄与することを目標に，高強度レーザープラズマ相
互作用の理論研究を行っています．光や色，波を感じることが好きです．

大阪大学レーザー科学研究所 准教授．専門は高強度レーザープラズマ相互作用，レーザー
粒子加速，レーザー駆動中性子源の開発とその応用．COVID-19 により延期となった国際会
議 Nuclear Photonics を，２０
２
１年６月にオンラインで開催します．是非とも参加登録をお願いいたします．
http : / / www. photon. osaka-u. ac. jp / NP 2020 Kurashiki / index.
html，あるいは NP２０
２０にて検索してください．

７１３

J. Plasma Fusion Res. Vol.97, No.1 (2021)１
２‐１５

小特集 ターゲット表面プラズマ密度制御による電子・イオン加速の物理とレーザーパルスコントラスト制御技術

５．レーザーの時間波形がイオン加速に与える影響
5. The Laser Temporal Pulse Shape Effect on the Laser-Driven Ion Acceleration
西内満美子
NISHIUCHI Mamiko
量子科学技術研究開発機構 関西光科学研究所（原稿受付：２
０
２
０年９月１
７日）

本章では，ピーク強度が1021 Wcm−2 を超える超高強度短パルスレーザーの時間波形が，固体薄膜との相互作用で発生するイオンの加速へどのような影響を与えるのかを，量研関西研 J-KAREN-P レーザーを用いた実験を例に紹介する．
Keywords:
plasma, short-pulse high intensity laser, laser temporal contrast, ion acceleration

５．
１ はじめにでは，レーザーの時間波形がイオン加速に及ぼす影響を，

超高強度レーザーを固体薄膜に照射することで高エネル

量研関西研における J-KAREN-P レーザーで行った実験をギーのイオンが発生することが発見されてから，２０年が経もとに紹介し，今後の展望を述べる．

とうとしている［１］．このレーザー駆動型のイオン加速手

５．
２ レーザーの時間波形成分

法は，極めてコンパクトな領域に，既存加速器の加速管内部で生成できる加速電場勾配を６桁程度上回る強烈な加速

世界において PW レベルの超高強度レーザーシステムが電場を形成できることから，小型の次世代加速器への応用

稼働するようになり，10 PW レベルの超高強度レーザーシが期待され，高エネルギー化など，被加速粒子の良質化をステムも稼働を目前に控えている［４］．それらの超高強度めざした研究開発が世界各国で活発に行われてきている．

レーザーがもたらすであろうと理論的に予測されている，

ところが，100 J級のエネルギーをピコ秒程度のパルス幅で高強度場における新しい物理現象を実際に引き起こすこと

ターゲットに投入することができる，比較的長いパルス幅ができるか否かは，レーザーパルスの持つコントラスト状を持つレーザーを用いても，10 J 級のエネルギーを数十況にかかっているといっても過言ではない．

フェムト秒程度の極短時間内に閉じ込めて，ピーク強度をPW 超高強度短パルスレーザーの時間波形の例を図１に極限的に高めることができる短パルスレーザーを用いても，残念ながら加速されたイオンの最高エネルギーは未だに核子当たり 100 MeV の壁を越えていない［２，３］．これは，実際に実験に資することができるレーザーの時間・空間パ
ラメータがシミュレーションや理論的な予測の際に使用されるものと程遠いことが，大きな原因の一つとして挙げられる．
もちろん，この状態を打破しようと，実験に使用されてきたレーザーのスペックは着実に進展し続けてきている（本特集第３回を参照されたい）．単にレーザーピークパ
ワーが増加したというだけではなく，レーザーの品質も向上した．1021 Wcm-2 を超えるような超高強度において，数
図１

百ナノメートルレベルの極薄膜を用いても，ターゲット
ノーマルシース加速機構［１］を維持したままイオンを加速することができるような，パルス時間波形を供給できる
レーザー施設が世界でも複数存在するようになった．本章

レーザーの時間波形成分の説明．左上に挿入されているのは J-KAREN-Pレーザーの例．レーザーの時間波形はサブナ
ノ秒前から続く ASE，短パルスのプリパルス，数百ピコ秒
前から続くペデスタル成分，そして，ピコ秒前からの急激な駆け上がり成分からなる．

National Institutes for Quantum and Radiological Science and Technology, Kansai Photon Science Instituteauthor’s e-mail: nishiuchi.mamiko@qst.go.jp

１２!2021 The Japan Society of Plasma
Science and Nuclear Fusion Research

Special Topic Article

5. The Laser Temporal Pulse Shape Effect on the Laser-Driven Ion Acceleration

M. Nishiuchi

示す．メインパルスに先立つ背景光成分の強度と，メインレーザーのコントラストがイオン加速に及ぼす影響を調

パルスのピーク強度との比をコントラストと定義すると，査するには，「レーザーコントラストを自由自在に操り，コントラストが高いほど，背景光成分の強度が低いため，同じ材質厚みのターゲットを用いた際のイオン加速への影

良好なパルスということになる．これらの背景光成分は，響を探る」という方策を取るのが直接的だが，超高強度

メインパルスに先立ってターゲットと相互作用するため，レーザーのコントラストを自由自在に操るというのはそれ

メインパルスがターゲットに到着するころには，ターゲッ

ほど簡単なことではない．そこで，ここでは見方を変え

トの密度，形状を変化させてしまう．背景光と相互作用す「一定のレーザーのコントラストに対してターゲットの厚ることで密度が減少したターゲットは，さらにレーザーのみを変える」ことで，レーザーコントラストがイオン加速

吸収率が上がり，内部においてメインパルスとの相互作用に及ぼす影響を調査する方式をとる．

の前から様々な非線形現象・不安定性現象などが引き起こ

図１（左上）のコントラスト条件を持つ J-KAREN-P レー

され，制御不能な状況となる．レーザーのピーク強度が上

ザーを銀のターゲットに F/1.4 の軸外し放物面鏡にて，４５がれば上がるほどこれらの背景光の強度は増加するため，度の角度で照射した（図２左）．使用したターゲットの厚

背景光の影響はピーク強度の高いレーザーほど深刻な問題

みは，厚み５０ナノメートルから５００ナノメートルである．集を引き起こすことになる．

光強度は 5×1021 Wcm−2，集光サイズは，FWHM で約２マ

通常，超高強度短パルスレーザーは，図１に示すように，

イクロメートル，パルス幅は４０フェムト秒である．図２①サブナノ秒前から続く増幅自然放出光（Amplified Spon-（右）にはメインパルス直近を拡大した時間波形の詳細を

taneous Emission，以下 ASE と記述），②レーザーシステ

示す．メインパルスから５００フェムト秒前には，すでにレーム内部における透過媒質の裏面反射成分起因のポストパル

ザー強度が相対論的強度を優位に超えていることがわかる

スが，メインパルスと時間空間的にカップリングすること（図１，駆け上がり（rising edge）成分の詳細に相当する）．

で生成される，短パルスのプリパルス成分や，③光学部品

図３にターゲット裏面の法線方向にトムソンパラボラス（特にコンプレッサー，ストレッチャーのグレーティング

ペクトロメータ―を設置し，銀，陽子，炭素のイオンを計等）の表面精度に起因すると考えられている，メインパル

測した結果を示す．図３上は，銀の＋３７〜＋４５価まで電離ス直近の数百ピコ秒前くらいから徐々に立ち上がるペデス
タル成分，④数ピコ秒前からメインパルスピークへと続く，相対論的強度以上の強度を持ち，急激に駆け上がる成分（rising edge 成分）［５］などの特徴を持つ．どの成分がどのようにターゲットに作用し，イオンの加速の効率や質を左右するのかは，ターゲットの材質や厚みおよびレーザーのピーク強度により，一言で単純に説明できるような問題ではないが，定性的には，ターゲットが薄くなればなるほ

図２

実験のセットアップ（左）．J-KAREN-P レーザーのピーク
付近の強度分布（右）（参考文献［７］の図１，２より引用）．

図３

加速された銀ターゲットのスペクトル（上）．ターゲットの厚みごとに加速された陽子，炭素，銀の最高エネルギーの比をプロットした（下）（参考文献［７］の図３より引用）．

ど，メインパルスから遠く，低い強度を持つコンポーネン
トの効果も無視できなくなる．
量研関西研における J-KAREN-P レーザー［６］も，これらのコンポーネントのコントラストの改善をめざし，レー
ザー本体において能動的・受動的な両面から様々な工夫がなされてきている．詳細は本小特集第４回１０章桐山氏による解説を参照されたい．

５．
３ 超高強度短パルスレーザーと薄膜との相互作用によるイオン加速
J-KAREN-P レーザーは，5×1021 Wcm−2 を超える集光強度を実験に定常的に提供できるレーザーシステムであり［６］，その集光強度が極めて高いため，特に固体との相互作用時においては，背景光成分の低減が必要不可欠となる．様々な試みにより改善された J-KAREN-P レーザーの時間波形を図１（左）に示す．ASE 成分の強度は，現状のピーク強度であれば，ターゲットのイオン化閾値を十分に下回り，ほぼ影響を及ぼさない．また，いくつか存在する
短パルスのプリパルスも，後述するように，流体シミュ
レーション・実験の両面より，サブミクロン厚のターゲットとの相互作用ではあまり深刻な影響を及ぼさないことがわかっている［７］．
１３

Journal of Plasma and Fusion Research Vol.97, No.1 January 2021

したイオンのスペクトルを示し，図３下は同時に計測された陽子，＋６価の炭素の最高エネルギーと銀の最高エネル
ギーの比をプロットした結果を示す．ターゲットが薄くな
ればなるほど，ターゲットから銀のイオンの加速が卓越
し，反対にターゲットが厚くなると，ターゲットの表面の不純物層起因の陽子あるいは炭素の加速が卓越することが見て取れる．８００ナノメートルのターゲットにおいては，〜
50 MeV のエネルギーの陽子を計測したのに対し，５０ナノメートルのターゲットでは，〜35 MeV までしか陽子が加速されなかった．これらの結果はターゲットの厚みを変化させることで，明らかにターゲットにおけるイオン加速のダイナミクスが，レーザー時間波形の影響を受け変化することを表している．
この状況を理解するために，シミュレーションを行っ
た．J-KAREN-P の持つペデスタル，及び駆け上がり成分を正確に反映させるため，流体シミュレーションをメインパ
ルスのナノ秒前から１０ピコ秒前まで行い，その結果を PIC
シミュレーションの初期値として導入した（詳細は［７］）．
メインパルス１０ピコ秒前の電子密度分布（図４上）が示す
ように，１５００，５００ナノメートルのターゲットは固体密度を

図４保っているが，５０ナノメートルのターゲットは密度が低下していることがわかる．このように密度が低下した状況のターゲットにメインパルスが照射されることで，メインパ

PIC シミュレーションの初期設定に使用した流体シミュ
レーションの結果（上）．メインパルスが照射されたことで形成されるシース電場の強度（下）（参考文献［７］
の図９
より引用）
．

ルスの吸収率は上がり，おのずとターゲットバルク中の電離度，温度，膨張度合いも変化する．これらの総合的な結を軽イオンによって使われることがなく，独り占めできる果として，ターゲット裏面にメインパルス照射時に形成さという状態が実現するため，高エネルギーにまで加速されれた電場の強度は，ターゲットの厚みによっておよそ倍程ることになる（図５上段）．図５下段に示すように，シミュ度変化することがわかった（図４上）．これは，ターゲット

レーションによって得られたイオンのスペクトルは，実験が薄いほど銀イオンが高エネルギーに加速されている事実

結果を非常によく再現している．

を説明する（最高エネルギーが２倍以上増加）．

５．
４ まとめと今後の展望

では，何故反対に，陽子や炭素はエネルギーが低くなるのだろうか？これは不純物層の軽イオンの加速が，今の場

本章では，レーザーイオン加速は，レーザーの強度が上合，特に駆け上がりの時間波形成分に（図１参照）に大きがれば上がるほど，そのレーザーの持つ時間波形，特に現く依存するためである．すなわち，メインパルスピークの状の技術において制御が難しいメインパルスの駆け上がり

５００フェムト秒前にはすでに，相対論的強度を上回るレー

成分の影響を大きく受けることを紹介した．このことは世ザーが照射される（図２右）ため，この時刻にターゲット

界における，陽子線の最大エネルギーの伸び悩みの事実を裏面に〜TV/m 程度の加速電場が形成され，ターゲット表

よく説明する［７］．J-KAREN システムにおいては，この立面の不純物層起因の陽子や炭素が加速される（相対論的強ち上がり部分の形状をさらに最適化するため，プラズマミ度のレーザーとは，レーザー電場によって揺動される電子ラーの導入を行う予定である．近い将来，欧州 ELI に代表が相対論的速度を得る強度のレーザーを指す）．軽イオン

されるピーク強度＞1023 Wcm−2 をめざすレーザーシステの加速が始まってから，メインパルス起因の高い加速電場

ム［４］においては，本章で示した時間波形の及ぼす影響が形成までに数百フェムト秒を要するため，不純物層起因の極めて深刻な問題を引き起こすことは間違いないだろう．

軽イオンはその間に十分加速され，メインパルス照射時にプラズマミラー［８］や高次高調波変換［９］を用いた，より能はすでにターゲットから離れてしまう．結果としてメイン

動的なパルスクリーニング法を使用しつつ，計測したい物

パルスによって生成される強い加速電場を感じることがで理過程を殺してしまわないような最適な時間波形を見つけきない．より薄いターゲットほど，同じレーザー強度を用ることが非常に重要である．

いても，裏面にできる加速電場は高くなる傾向にあるた謝

め，より低い強度の駆け上がり成分によって形成される加辞

速電場で軽イオンの加速が始まり，早くにターゲットから本章で紹介した研究成果は，大阪大学レーザーエネル

遠くに離れることとなる．そのため薄いターゲットほど軽ギー学研究所，畑昌育氏，岩田夏弥氏，千徳靖彦氏，関西

イオンの持つ最大エネルギーが低くなる．しかし，反対に

光科学研究所，N.P. Dover 氏，榊泰直氏，近藤康太郎氏，

銀イオンは，メインパルス起因の強い電場のポテンシャル

今亮氏，及び［７］の共著者の諸氏との共同研究によるもの
１４

Special Topic Article

5. The Laser Temporal Pulse Shape Effect on the Laser-Driven Ion Acceleration

（a）

（b）

（c）

（d）

（e）

（f）

図５

M. Nishiuchi

銀の５００ナノメートルのターゲットを用いた場合のメインパルス照射直前の（上段左より）陽子，重陽子，銀の密度分布を示す．ター
ゲットの厚みを変えた際のイオンのスペクトル．下段左より，５
０，５
０
０，１
５
０
０ナノメートルの厚み．（参考文献［７］の図６より引用）であり，諸氏に感謝する．本研究の一部は，日本学術振興［２］Higginson et al., Nat. Commun. 9, 724 (2018).

会科学研究費補助金 Kakenhi １
６K０５５０６，JST プレスト

［３］Wagner et al., Phys. Rev. Lett. 116, 205002 (2016).

Grant Number JPMJPR１
６P９，This work was supported［４］http://www.eli-np.ro/by JST-Mirai Program Grant Number JPMJMI17A1，Japan［５］Kiriyama et al., Rev. Las. Eng. 46, 142 (2018).

の助成を受けて得られた．

［６］Kiriyama et al., Opt. Lett. 45, 1100 (2020).
［７］Nishiuchi et al., Phys. Rev. Res. 2, 033108 (2020).

参考文献［８］Dromey et al., Rev. Sci. Instrum. 75, 645 (2004).

［１］Wilks et al., Phys. Plasmas. 8, 542 (2001).

［９］Wang et al., Optics Lett. 42, 3828 (2017).

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

にし うち

ま

み

こ

西内満美子
量子科学技術研究開発機構 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（京都大学大学院理学研究科 物理学・宇宙物理学専攻）．高強度レーザーの高度化と，超高強度レーザープラズマ相互作用，及びレーザー駆動イオン加速研究に従事している．日本物理学会・応用物理学会・日本加速器学会各会員．

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

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

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

１５

J. Plasma Fusion Res. Vol.97, No.1 (2021)１
６‐１９

小特集 ターゲット表面プラズマ密度制御による電子・イオン加速の物理とレーザーパルスコントラスト制御技術

６．グラフェンを用いたレーザーイオン加速
6. Laser Driven Ion Acceleration with Graphene
蔵満康浩
KURAMITSU Yasuhiro
大阪大学工学研究科（原稿受付：２
０
２
０年１
０月４日）

グラフェンは，最も薄く，最も強く，透明で電気伝導度と熱伝導度が著しく高い２次元物質あり，この特性を生かした両面が自由表面の超極薄膜ターゲット，large-area suspended graphene（LSG）の開発と，この LSGを用いたレーザーイオン加速実験について紹介する．超高強度レーザーを用いたイオン加速では，ターゲットの厚さとイオンのエネルギーは反比例することが知られており，効率の良いイオン加速を実現するためには，薄いターゲットを用いる必要があると考えられてきた．ところが，薄いターゲットは，超高強度レーザーに付随する
プレパルス等により，レーザーのピーク強度が到達する前に破壊されるため，非常に薄いターゲットを用いたレーザーイオン加速は困難であった．我々は，一つの解決策として，プレパルスに対する耐性が極めて高い LSGを開発した．LSG を用いることで単原子厚みの超極薄膜を用いたイオン加速が可能になった．
Keywords:
plasma, intense laser, ion acceleration, graphene

６．
１ はじめに速は長らく数十 MeV 程度で頭打ちとなっていた［８］．一

レーザーを用いたイオン加速は，２０１８年のノーベル物理

般にレーザーで加速されるイオンのエネルギーは，照射す学賞につながった chirped pulse amplification（CPA）法にる薄膜ターゲットの厚みに反比例することが知られておりより［１］，超高強度レーザーが実現したことにより可能に［６］，非常に薄いターゲットの開発が行われてきた．極薄なった．従来型の加速器では，装置にかける電圧が固体の膜ターゲットを用いたイオン加速では，超高強度レーザー

電離閾値以下に制限されるため，高エネルギーのイオンをの輻射圧により効率の良い加速が期待される［９，１０］．しか生成させるためには装置自体を大きくし加速長を稼ぐ必要

し，薄くなればなるほど，ターゲットはもろくなり，超高があった．レーザーを用いたイオン加速では，そもそも電強度レーザーに付随するプレパルスやペデスタルにより，離した気体であるプラズマを用いるため，原理的に加速電レーザーのピークがターゲットに到達する前に，ターゲッ

場を任意に強くできるという利点があり，小型の加速器のトが壊れるため，高エネルギーのイオン加速は難しかった開発が期待されている．レーザーイオン加速は，プラズマ［１１］．また，これまでレーザー実験で用いられてきた極薄中の電磁場の計測に用いられたり，医療応用をめざして活

膜ターゲットはダイアモンドライクカーボン等で数 nm 程発に研究されている［２］．特に，癌治療に必要な 200 MeV

度の厚みが限度であり，価格が非常に高価で，医療・産業のプロトンは，レーザー強度の進展にもかかわらず未だ実応用には不向きであった．特に，重イオン線治療として用現されておらず［３，４］，数百 MeV のカーボンイオンの生成いられるカーボンイオンの加速は，世界中で大規模なプロに関しては非常に限られた事例しか報告されていない［５］．

ジェクトにより研究開発が行われており，現在レーザーイ

最も広く普及しているレーザー駆動イオン加速方法は，

オン加速の業界で最も重要な課題の一つとなっている．

target normal sheath acceleration（TNSA）で あ る［６］．

これらの問題を解決するためには，主に３つの改善方法

TNSA では，比較的厚め（〜μm）の固体平板に高強度レーが考えられる．１つは，レーザーそのものの質の向上であザーを照射し，ターゲット表面で吸収されるレーザーのエる．レーザーのピーク強度に対するプレパルス等の比はコネルギーが主に高速の電子のエネルギーに変換され，イオントラスト比と呼ばれ，プレパルスやペデスタルの強度をンより先行してターゲットから飛び出すことで強力なシー

低くすることが効率の良い加速につながる．２つ目は，プ

ス電場が形成され，この電場を用いてイオンを加速するもラズマミラーを用いてこのコントラスト比を改善する方法のである．しかし，この裏面に生成される電磁場により，である．プラズマミラーとは反射防止膜付きの光学的に透加速が制限されることも知られており［７］，プロトンの加明な媒質で，プレパルス等の低強度の光を透過させ，プラOsaka University, Suita, OSAKA 565-0871, Japanauthor’s e-mail: kuramitsu@eei.eng.osaka-u.ac.jp

１６!2021 The Japan Society of Plasma
Science and Nuclear Fusion Research

Special Topic Article

6. Laser Driven Ion Acceleration with Graphene

Y. Kuramitsu

ズマ化する程度の強度（〜1011 W/cm2）以上のパルスを反射する，媒質表面の高密度プラズマがレーザーに対して不透明になるという性質を使ったミラーである．高コントラストを，後付けで実現するために，しばしば２枚のプラズ
マミラー（double plasma mirror: DPM）が用いられる．３
つ目の改善方法は，よりプレパルスに耐性のあるターゲッ
トを開発することである．本項では，この３つ目の改善策
である，グラフェンを用いた超極薄膜ターゲットの開発と，これを用いたイオン加速実験について紹介する．

６．
２ Large-area suspended graphene（LSG）
グラフェンは，炭素の同素体の一つであるグラファイトの基本構造で，１原子厚さの六角形格子構造を持った２次元物質である（図１（a））．グラフェンは，高強度レーザーを用いた実験のターゲットに最適ないくつもの特異な性質がある．グラフェンは，最も薄く，最も軽く，最も強く，電図２ （a）
単層 LSG の atomic force microscope（AFM）による厚さ 計 測．（b）
４層 LSG の AFM 計 測．LSG は 1 nm/layer
で厚さを制御できる．（c）
４層 LSG（4 nm）のラマン分光
計測．G と 2D バンドがグラフェンの特徴を表しており，弱い D バンドが欠陥の少なさを表している．200 μm 以上に渡って一様な薄膜が形成されている．図は［１
３］
より引用．

気伝導度と熱伝導度も最高レベルの脅威の物質と呼ばれており，その発見は２０１０年のノーベル物理学賞につながった［１２］．我々は，レーザーでこのグラフェンを撃ち抜ける様に，両面が自由表面の大面積グラフェンターゲット（large-area suspended graphene: LSG）
を開発した
［１３］
（図１（b））．

６．
３ LSG 開発経緯

LSG は，世界最薄のターゲットであり，１層１原子厚み，
実測で 1 nm の超極薄膜ターゲットである（図２（a））．さ

筆者は，大型の ns レーザーを用いて宇宙の極限現象を模らに，LSG は，枚数を重ねることで，異なる厚みのター擬する実験室宇宙物理においてプロトンラジオグラフを用

ゲットを 1 nm/layer の精度で作成可能である（図２（a），

いて無衝突衝撃波の電磁場構造を計測してきた［１５］．その（b））．これはグラフェンの理論的な厚み（0.3 nm）より厚後，比較的小規模な超高強度 fs レーザーを用いて，相対論

いが，大気中で作成することで表面に水分等の不純物が付的な現象に研究の対象を広げてきた［１６］．そこで，電磁場着するためであるが，ラマン散乱計測では，グラフェンをの計測にレーザー生成プロトンラジオグラフを提案したと特徴付ける以外のピークは見られないことから，「粒子」

ころ，施設の責任者から，かつて比較的厚めの（〜μm）金として付着していると考えられている（図２（c））．LSG

属薄膜を照射した際に，レーザーと固体ターゲットの相互もほぼ透明な光学特性を持っており，不純物があるにも関作用による放射汚染により実験継続困難になったと言われ

わらず，ほぼ理論的なグラフェンの透過率（９８％/layer）

た．建物強度の制限から放射線防護のシールドを作るのもと一致している．このため，ペデスタル等の熱の蓄積によ

難しく，放射そのものを抑える必要があった．このようなるターゲットの溶解を防ぐことができる．さらに層内の高問題は，粒子線治療でも同様で，加速器を小型化すると同い熱伝導度に対し，層間の不純物によるギャップにより層時に放射能汚染を少なくすることが，既存の病院等の建物

間の熱は伝わりにくい．また，最も軽く，最も丈夫な物質に粒子線治療を導入するための課題となっている．

であり，その力学的な強度は，最も強いステンレスの１００倍ターゲットからの放射線は，超高強度レーザーで相対論あり，この薄さではダイアモンドより強いと言われている的なエネルギーまで加速された電子が，固体中の原子核と［１４］．これまでのどのターゲットよりもプレパルスに対す相互作用することにより生成される．この放射汚染を抑える耐性があると考えられる．さらに，平面性が良く，高品るためには，レーザーの照射領域にある電子と原子の数を質なターゲットを安価に，しかも大量に生産することがで減らせばよく，超極薄膜で原子番号の小さなマテリアルのきる［１３］．

ターゲットを開発することになった．いくつかの候補の中から，最も薄く，丈夫で，安価に大量生産できるグラフェンを選んだ．レーザーで照射しイオンを生成するために，両面が自由空間で，またレーザーの集光径よりも大きな領域 を 確 保 す る た め に，large-area suspended graphene（LSG）を開発した［１４］．１原子厚み（〜1 nm）の単層のLSG を穴あき（直径数百 μm）の基盤を用いることで，平面性がよく，一様な厚みの世界最薄のターゲットを作成した．また，複数枚のグラフェンを重ねることで 1 nm の精度

図１ （a）
Large-area suspended graphene（LSG）概念図．（b）
LSG の光学顕微鏡イメージ．図は［１
３］
より引用．

で，厚みをコントロールすることが可能であり，異なるレーザー条件に対して，精度よく最適な厚みを調整するこ
１７

Journal of Plasma and Fusion Research Vol.97, No.1 January 2021とができる．また，本章で紹介する大阪大学レーザーエネ
ルギ ー 学 研 究 所（阪 大 レ ー ザ ー 研）の 高強 度 レ ー ザ ー
LFEX の様な大型施設では問題にならない放射線防護に対する建物強度の問題についても，研究室レベルの小型のレーザーでは問題になる．これに対する解決策としてもLSG は有効である．LSG は現在考えられる究極の固体ターゲットである．

６．
４ LFEX 実験
我々はこれまで，台湾国立中央大学の 100 TW 超短パル
ス レ ー ザ ー（プ ラ ズ マ ミ ラ ー な し，F/6，30 fs，3 J，〜1020 Wcm−2），イ ギ リ ス RAL で Vulcan PW レ ー ザ ー（DPM，F/3，0.5−1 ps，150 J，〜1020 Wcm−2），阪大レー
ザー研の LFEX レーザー（DPM，もしくはプラズマミラー
なし，F/10，1.5 ps，700 J，〜1019 Wcm−2），QST 関西光化学研究所研の J-KAREN レーザー（プラズマミラーなし，
F/1.3，30 fs，10 J，〜1022 Wcm−2）を用いた一連の実験を行ってきた［１７］．様々なパルス幅，パルスエネルギー，プラズマミラーの有無に関わらず，全ての実験でイオン加速に成功してきた［１７］．特に，Vulcan PW は，DPM を用いた高コントラスト実験を行い，非常に高いエネルギーの
カーボンイオン加速に成功した［１７］．これまでの実験は，
LSG が非常に高いプレパルス耐性を持つことを示している
が，これを最も端的に示すのが LFEX 実験であろう．図３

図３ （a）と（b）
は DPM 有と無の LFEX 実験の概念図．（c）
赤線は
LFEX のコントラスト計測結果．青線はプラズマミラーを一つ入れた場合のコントラストの 見 積 も り．図３（c）
は
［１
８］
より引用．

（a）
と（b）は，DPM を用いた実験と，DPM を用いない実験の概念図を表す．図３（c）は，LFEX のコントラスト計測
で，プラズマミラーなしでも非常に高いコントラスト比を
示している
［１８，
１９］．詳細はここでは示さないが，DPMを用いた実験では，元々のレーザー強度が他のレーザーよりも低めであるため，２枚のプラズマミラーで失うエネル
ギーの効果が，高コントラスト化の効果よりも顕著で，プラズマミラー有りの実験の方がイオンのエネルギーが低かった．図４は，８層の LSG を DPM なしの LFEX 実験で用いたイオン飛跡検出器，CR‐３９を用いたスタック計測の結果である．図４は３枚目の表面のエッチピットで，プロ
トンエネルギーで 15.3 MeV である．ここでは，プロトンと思われるピットしか見えていないが，CR-39 のスタックの他にプロトンに感度を持たない PET と PC を用いて炭素と酸素を区別する方法も開発しており，ここでは示さないが炭素と酸素ピットを確認している［２０］．

６．
５ まとめ

図４

Large-area suspended graphene（LSG）という両面が自由表面の大面積極薄膜ターゲットを開発した．グラフェン
は，レーザー実験に適した特徴を持っており，ここでは
LFEX での実験結果を紹介した．1.5 ps というパルス長とCR-39 を用いたイオン計測．スタックホルダーは，12 μmの Al 箔でレーザー光の直接照射から防護し，前面に radiochromic film（GAFCHROMIC XR-RV3）を挿入し速報性を持たせた．図は３枚目の CR-39（HARZLAS TD-1）で，３０分のエッチング処理を行ったものである．ピットはサイズから全てプロトンであると考えられる．

700 J という高いエネルギーを持つ LFEX で，プラズマミ
ラー無しでイオン加速を実現することは，LSG の極めて高アを開拓する．

いプレパルス耐性を示している．今後は，この強靭さを生謝かし，LSG を他のマテリアルの保持具に用いた様々なイオ辞

ンやナノ構造ターゲットなどを用いた実験を行い，最高エ

本章は，LSG について
［１３］，実験結果について
［１７，
１８］

ネルギーや最高価数等のレーザーイオン加速のフロンティをもとに執筆している．また，本章で紹介した LFEX 実験
１８

Special Topic Article

6. Laser Driven Ion Acceleration with Graphene

124020 (2013).
［９］T. Esirkepov et al., Phys. Rev. Lett. 92, 175003 (2004).
［１０］A. Macchi et al., Phys. Rev. Lett. 103, 085003 (2009).
［１１］G. Petrov et al., J. Appl. Phys. 119, 053302 (2016).
［１２］https : / / www. nobelprize. org / prizes / physics / 2010 /summary/［１３］N. Khasanah et al., High Power Laser Sci. Eng. 5, e18(2017).
［１４］C. Lee et al., Sci. 321, 385 (2018).
［１５］Kuramitsu et al., Phys. Rev. Lett. 108, 195004 (2012).
［１６］Y. Kuramitsu et al., High Energy Density Phys., 17, 198(2015).
［１７］Y. Kuramitsu et al., in preparation.
［18］A. Morace et al., Nucl. Fusion 57, 126018 (2017).
［１９］Y. Arikawa et al., Appl. Opt. 55, 6850 (2016).
［２０］T. Hihara et al., in preparation.

の結果は，レーザー研の技術スタッフの協力がなければ得られなかったものである．LSG は，著者と Wei-Yen Woon
（台湾国立中央大学）が，台湾で特許を取得しており，日本と米国に国際特許出願中である．

参考文献［１］https : / / www. nobelprize. org / prizes / physics / 2018 /summary/［２］A. Macchi et al., Rev. Modern Phys. 85, 751 (2013).
［３］Kim et al., Phys. Plasma 23, 070701 (2016).
［４］C. Scullion et al., Phys. Rev. Lett. 119, 054801 (2017).
［５］D. Jung et al., Phys. Plasmas 20, 083103 (2013).
［６］M. Borghesi, Nucl. Instrum. Methods Phys. Res. Section
A: 740, 6 (2014).
［７］M. Nakatsutsumi et al., Nat. Commun. 9, 280 (2018).
［８］A. Macchi et al., Plasma Phys. Controlled Fusion 55,!!!!!!!!!!!!!!

くら

みつ

やす

ひろ

大阪大学工学研究科教授．理学博士（２００２年九州大学総合理工学研究科）宇宙空間プ
ラズマ中の高エネルギー粒子加速からレーザーを用いた相対論的な粒子加速まで，粒子加速を一つの軸に研究を展開している．コロナで海外での実験や会議が全て無くなったのが辛い．最後は体力だと思いながらも，ベルトがきつくなってきている．

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

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

蔵 満 康 浩Y. Kuramitsu!!!!!!!!!!!!!!!!!!!!!!!!!!

１９

J. Plasma Fusion Res. Vol.97, No.2 (2021)５
６‐６１

小特集 ターゲット表面プラズマ密度制御による電子・イオン加速の物理とレーザーパルスコントラスト制御技術

７．レーザーと微細構造をもった媒質との相互作用と密度制御
7. Interaction and Density Control between Laser and Medium with Fine Structure
岸 本 泰 明， 松 井 隆 太 郎
KISHIMOTO Yasuaki and MATSUI Ryutaro
京都大学大学院エネルギー科学研究科
京都大学学際融合教育研究推進センター 非線形・非平衡プラズマ科学研究ユニット（原稿受付：２
０
２
０年１
１月２
４日）

フェムト秒オーダの高強度レーザーと物質との相互作用を利用した応用研究の進展を背景に，そのようなレーザーとサブ μm オーダの微細構造に特徴付けられる大きな比表面積を有するターゲット（ 構造性ターゲッ
ト として参照）との相互作用を通して生成されるプラズマの構造とダイナミックスについて考察する．大きな
比表面積は，レーザーの吸収率を増加させるとともに，構造に依存した多様な分極の自由度とそのもとでの線形・非線形光学特性を通して，レーザーと物質との相互作用に新たな素過程と機能をもたらす．本章では，粒状物質や２次元円柱物質（ロッド），および，それらの集合体をターゲットに用いた新概念の粒子加速や高強度輻射
などを例として，レーザーと物質の相互作用における密度制御の重要性を紹介する．
Keywords:
high intensity laser, laser-plasma interaction, structured medium, density control, nonlinear optical property,
cluster plasma, rod assembly, laser pre-pulse

７．
１ レーザーと物質の相互作用と素過程

上記の観点に立ち，"）同じ固体でも表面が特異な構造

近年，CPA（Chirped Pulse Amplification）法の発明［１］を持っていたり，#）特定の構造を持った微小物質の集合による高強度レーザー技術の革新により，加速電子のエネ体から成り立っていたりする場合，$）そのような構造をルギーが相対論領域の高強度レーザーと物質との相互作用持った物質が密度の異なった他の物質や相の異なった媒質を利用した多彩な研究が展開されている［２］．レーザーは中に配置されるなど，多種の物質が境界を通して接してい密度分布を介して物質と相互作用することから，相互作用る場合の相互作用などについて考察する．

の制御は密度分布の制御に等しく，それはもともとの物質

それらが単純な固体（バルク）と異なる点は，大きな比が持っている構造とともに，レーザーの高強度成分である

表面積（!" !!!
#!#"）を持つことであり，表面を通した多主パルスに先行して存在する低強度のプレパルス成分やペ様な分極の自由度とそれに起因する線形・非線形光学特性

デスタル成分の影響を受けることから，両者の長時間ダイがレーザーとの相互作用に豊富な構造やダイナミックスを

ナミックスを自己無撞着に扱う必要がある．主パルスの強もたらす点である．ここで !はバルク体積 " の持つ表面度に対するプレパルスやペデスタルの強度比をコントラス

積，#!#は平均密度である．接触面が広いことから微小な散トと呼び，本小特 集 も そ れ に 焦 点 を 当 て た も の である

逸が大きな吸収率をもたらしたり，光の捕捉効果を通して［３，４］［図１１参照］．

メタマテリアル様の構造共鳴を現出したりすることも考えそのようなプレパルスやペデスタルにより主パルスに先られる．特に$）は溶液中における 溶質 と 溶媒 の関係

立って固体表面に生成されるプレプラズマがマクロなスに類似し，異なった物質の接触面（境界層）に内在する自ケール長を持ち，そのダイナミックスが長時間であるな

由エネルギーが多様な構造形成の起源にもなろう．

ら，レーザー核融合の長い研究で積み上げてきた様々な理

ここでは，それらを構造性ターゲット

として参照す論の枠組み（逆制動輻射や共鳴吸収，各種パラメトリック

る［６］．このようなターゲットは微細構造を持つが故に不安定性，非線形エネルギー輸送や流体運動の自己相似性

レーザーのプレパルスやペデスタルの影響を強く受ける可など）を用いることで評価することは比較的容易にできよ

能性がある．主パルスが到達したときはすでに微細構造がう［５］．一方，高強度レーザーと物質との相互作用を利用

消失している場合も想定される．これは不利に見えるが，した応用研究の多様化に伴い，選択するターゲットの自由

逆にコントラストが制御されれば，媒質の線形分散特性や度も，気体や固体薄膜を超えて増している背景がある．

光学特性を通して，主パルスによる非線形相互作用に多様

Institute of Advanced Energy, Kyoto University, Uji, KYOTO 611-0011, Japancorresponding author’s e-mail: kishimoto.yasuaki.8a@kyoto-u.ac.jp

５６!2021 The Japan Society of Plasma
Science and Nuclear Fusion Research

Special Topic Article

7. Interaction and Density Control between Laser and Medium with Fine Structure

Y. Kishimoto and R. Matsui

揺らぎを平坦化することによると考えられる（電子の振動な自由度を付与する要素となる側面も有している．

距離 *&"+）．

本章は，高強度レーザーと構造性ターゲットの基本的な相互作用について，これまで行ってきた研究例を中心に報

図１から，レーザーと揺らぎの波長が等しくなる +&(告する（７．
２）．尚，あらゆるプラズマは電離過程を通しての領域を挟み２桁程度のレンジ（!
!
$(#%）でレー!%#+生成される．プレプラズマとともに主パルスとの相互作用

ザーと物質との相互作用特性が大きく変化することが分かにおいても実現するプラズマの密度分布（特に価数分布）

る．これは，この領域の微細構造をターゲットに導入するは電離過程の影響を強く受けることから，これを考慮したことで相互作用に大きな変化をもたらすことができること!
#のを示している．図１右の点線はレーザー強度が #!!!

相互作用についても言及する（７．
３）．

場合の結果を示す．これは領域（"）で出現する構造共鳴現７．
２ レーザーと微細構造物質との相互作用

象が線形過程であることを示している．
７．
２．
２ 構造性ターゲット：粒状物質・２次元円柱構造

ここでは物質の微細構造がレーザー光の伝播や吸収を中心としたレーザーと物質との相互作用に与える影響につい

気体や固体薄膜のターゲットに対し，粒状の固体物質て，固体表面に揺らぎがある場合（７．
２．
１），およびター（クラスター）をターゲットにした研究がある（図２参

ゲットが粒状固体やロッドなどの微小物質やそれらの集合

照）．クラスターは高圧にした希ガスを真空中に放出する体でできている場合（７．
２．
２）について考察する．

ことで生成する［８］．クラスター径 %に比べてレーザーに

７．
２．
１ 構造性ターゲット：固体表面の揺らぎ

よる電子振動距離 *&が十分に大きい場合（*&"%），クラ高強度レーザーと構造性ターゲットの相互作用の例とし

スターはクーロン爆発を起こして高エネルギーイオンを生て，固体表面に間隔と深さが (+"&)の正弦波で表される揺成する［８，
９］．次節で説明する円柱状の２次元物質（ロッらぎを与え，これに P 偏光のレーザーを正面照射したときド）を含め（図２参照），これらは図１の固体表面の揺らぎの吸収率を考える（図１左）．揺らぎの深さは（&
$
(!!
!
":

の一部と考えれば，レーザーとの相互作用において有用な&!82 nm）と（&$(!!
!
#%: &!205 nm）の２ケースとして，機能を創出するレンジは平板ターゲットと同様にレーザー

レーザーの波長と強度は (!0.82 μm と "!2×10 W/cm ）波長を挟んで２桁程度と考えられる．このような微小物質（#!!"）とする．ここで，#!%%*!*$&$#はレーザーの規格は，単体としての特性から，後述の集合体（媒質）として

18

2化強度である．図１右は吸収率を +$(の関数として示しての特性を用いた研究まで多くの応用が考えられる．

いる［７］．

７．
２．
２．
１ 単体としての特性（１）：クラスターやロッドなど

吸収率が４％程度の +$(#2×10−2 の短波長領域（!）かの微小物質の単体としての特性を利用した応用に医療応用

ら急速に増大し，!
!
$(#$の中間領域（"）では５０％を$#+などをめざした高エネルギーイオンの生成がある．単純な上回る値をとり，+$($%の長波長領域（#）では再び減少

クーロン爆発を利用したもの対して，近年，CSBA（Con-する．短波長側で吸収率が増大し始める揺らぎの波長（+）

vergence Shock induced Blow-off Acceleration）として参照

は深さに依存しないが，長波長側で減少し始める揺らぎのしているクラスターやロッドの内部自由度を利用した準光

波長は深さに依存し，深いほど長波長側にシフトする．領速領域の陽子加速（200〜400 MeV）がある［１０］．サブ μm

域（"）は緩やかなピーク（+$(〜0.15）と急峻なピーク

サイズの水素クラスター［１１］にパルス長が数 10 fsec オー（+$(〜1.0）に特徴付けられ，それらは深さ &の増大とともダで集光強度が 1022 W/cm2 レベルの高コントラストの高に長波長側にシフトする．これは同じ +に対しては &が大強度レーザー［３，４，１２］を照射するとクラスター表面に求心

きいほど表面積が増えることによると考えられる．

衝撃波が生成され，その収縮によって中心に高密度コアがまた，長波長側の急峻なピークは領域（"）の長波長のエッジに出現し構造共鳴形成される．それと同期したレーザーの相対論的透明化との様相を示している．短波長

光圧によるコアの追圧縮，それに伴う爆発（blow-off）に側で吸収率が深さ（&）に依存することなく一定値になるの

よって前方に指向性を持った高エネルギー陽子が生成されは，P 偏光のレーザーに対して表面に沿った電子の運動がる（図３）．
この加速に至る一連の動作を実現するには，レーザーの高コントラスト化を含むレーザーのパルス制御が重要である．衝撃波を高効率に駆動するにはレーザーの力積 ''&'（動重力×持続時間）を最大化するパルス制御が求められ

図１

左図：正弦波様の揺らぎをもつ平板ターゲット（間隔：+，深さ：&）へのレーザー照射の様子．右図；&/(= 0.1
及 び 0.25 の 揺 ら ぎ を 持 つ タ ー ゲ ッ ト に 強 度
I ＝ 2 × 1018 W/cm2（a0 ＝ 1）
，パルス長 )
０fsec，波長+＝４(＝ 0.82 μm を正面照射したときの +/(に対する吸収率．点線は I ＝ 8×1016 W/cm2（a0 ＝ 0.2）の場合の構造共鳴近傍の
様子［３］
．

図２

５７

背景媒質がある場合の３次元粒状物質（クラスター）ある
いは２次元円柱物質（ロッド）の集合体からなる系とレーザーとの相互作用．

Journal of Plasma and Fusion Research Vol.97, No.2 February 2021

７．
２．
２．
３ 集合体としての特性（１）：前述のクラスターやロッドなどの微小物質の単体としての特性に加え，それが集合体となると７．
２．
１での議論と同様のレンジ（レーザー波長を挟んで２桁程度）において，媒質はマクロには平均密度で定義される一様プラズマの特性を示すが，ミクロにはレーザーによる分極効果を通して，伝播・吸収を中心に，電磁波の線形・非線形光学特性に影響を与える［１４］．
図３

図５左は %（ロッド径）%'を仮定し，配置の依存性を無レーザー照射によってクラスター内部に駆動された求心衝
撃波とイオン・電子の密度構造（上図）とクラスター内の１次 元 電 場 構 造 と イ オ ン エ ネ ル ギ ー の２次 元 構 造（下図）．t ＝ 64 fsec では進行方向に加速された高エネルギーのプロトンバンチが形成される［１０］．

視した場合のロッド集合体の線形分散関係式を示す［１４］．
（,：ロッドの空間充填率）が臨界密平均密度（*+%+$,+%）
度より高いプラズマに対し， 禁止帯 を挟み電磁波が伝播する領域が現れる．これは，個々のロッドの分極が復元力る．また，求心衝撃波による密度上昇と相対論的透明化のとして作用することで出現する 分極波 に対応し，プラズ

両者を同期して起こすにはレーザー場と共存するプラズマ

マに磁場を印加した場合の磁場の復元力で駆動されるの表皮長が &%&#（衝撃波の幅）の関係を満たす必要があAlfven 波に相当す る．反射率は +を複素屈折率としてるが，これを初期のパルス形状のみで制御することは困難

$(
))
+!")
#
+"")
$,
(
(
,で評価される．

同

図５右は平均密度が臨界密度より十分に高いロッド期（synchronization） が，初期条件で決められる狭いパ!
"および（b）（%%'）のランダムな集合体に，（a）%!$!

である．シミュレーションで見られる複数の素過程のラメータ領域で起きる現象か，プラズマの自己組織化過程%!$$のレーザーを入射した場合を示す．
（a）では図５左が作用した自律的な現象なのか興味深い．シミュレーショ

の分散に対応してレーザーは臨界密度を上回る高密度の媒

ンでは，裕度を持ったパラメータ領域で CSBA が動作する

質中を伝播・透過しているのに対し，（b）では電子の振動とともに，照射の対称性を破る初期条件に対しても十分な

距離 *(が平均ロッド間距離 'より大きくなる（*($'）こ加速が実現することから後者の可能性が期待されるが，普とから線形分散が破れ分極波が消失する．このためレー

遍性のあるメカニズムの解明が望まれる．

ザーは表面で反射される．線形分散が破れるレーザー強度

７．
２．
２．
２ 単体としての特性（２）：上述の CSBA は微小物質

は %!$#('#'で評価される．

の内部自由度を利用した例であるが，背景に高圧ガスがあ

これらの微小物質の集合体とレーザーとの線形・非線形

ると，７．
１で論じたように，境界層に内在する自由エネル

相互作用を利用した様々な応用研究が考えられる．例え

ギーが新たな構造とダイナミックスを創出する．図４（a）（c）
は，背景水素プラズマ中（溶媒）でレーザー照射されたば，図５左の分極波（slow wave）の低周波極限での位相速"##&#&'度は )#*$&#"&"&となることから，特定
!
)
#
)
(
",)
.

２次 元 炭 素 ロ ッ ド（溶 質）の膨 張 の 様 子 を 示 し て い るな位相に粒子を乗せることができれば（-.')#，"#!
*）［１３］．炭素ロッドが背景ガスを圧縮することで境界層に無衝突衝撃波が形成され粒子加速が起こるとともに，その後，境界層には，位相空間に渦構造を持つ BGK 波様の運動
論的な準定常状態が形成される．図４（b）は BGK 波のポテ
ンシャル構造と電子の位相空間分布（渦構造）の様子を示している．この構造は時間とともに急峻化することで衝撃波様のリング構造を形成する．これらは，宇宙における背景ガス中での超新星爆発時に形成される無衝突衝撃波やそれに伴って現出する多様な構造とダイナミックスの起源の

図５

左図：クラスタープラズマの線形分散関係（p：空間充填率，f ：オーダ１の形状因子）［１４］，右図：クラスター（半径 40 nm の２次元炭素ロッド，〈ne〉＝ 3.6 × 1022cm−3，充線形領域
填 率 p ＝ 0.2）に 入 射 さ れ た P 偏 光 電 磁 波（a）
（a0 ＝ 0.1），（b）非線形領域（a0 ＝ 4）．

図６シリコンロッド集合体（直径%＝ 0.5 μm，充填率 p ＝ 0.2）に入射された極短パルスレーザー（1016 W/cm2）の伝播の様
子．（a）
正方格子の場合，（b）
入れ子格子の場合．

解明につながる可能性がある．

図４

背景プラズマ中でレーザー照射された２次元ロッドの膨張
境界層でダイナミックス．（a）
t ＝ 300 fs での電子分布と（b）形成された BGK ポテンシャルおよび捕捉された電子分布，（c）
その後に出現するリング状構造（t ＝ 600 fs）
［１
３］
．

５８

Special Topic Article

7. Interaction and Density Control between Laser and Medium with Fine Structure

Y. Kishimoto and R. Matsui項による直接加速の可能性も指摘されている［１４］．
一 方，図６は 入 射 レ ー ザ ーの 波 長 オ ー ダ の ロ ッ ド 径（"!0.5 μm）の集合体にパルス長 10 fsec の低強度のレーザーを入射した場合の結果を示す［１５］．図５左の線形分散
は平均密度のみの関数として配置に依存しないが，この領域では「正方格子」配置ではレーザーは伝播しないのに対して「入れ子格子」配置では伝播する（透過率は１０％程

図７度）．これは微小物質の配置に依存して相互作用が異なることを示し，メタマテリアルの特性に類似している．
７．
２．
２．
４ 集合体としての特性（２）：微小物質の集合体に対して，図５左に示す線形分散が消失する高強度の非線形領

強 度 I ＝ 8.1 × 1022 W/cm2（a0 ＝ 200）
，パ ル ス 長 80 fsecのレーザーの照射された同じ質量密度の（i）スラブ状プラ
ズマと（ii）
320 nm 径のロッド媒質からの t ＝ 80 fs での輻射の様子：（a）
１次元電子・イオン密度，（b）
２次元電子密輻射強度［１
６］．
度，（c）
電場 Ex，（d）

域においても，単純な気体や固体にはない特性が現出し，様々な応用が考えられる．７．
１で論じたように，このような集合体は比表面積 "$ !"!
&&'# が大きい特徴があり，これが高強度領域の非線形光学特性に影響を与える．その特性の一つが高いレーザーエネルギーの吸収率である．図１のような表面に揺らぎを持った固体も比表面積が大きい物質であるが，微小物質の集合体はレーザーが部分的にバルク中に侵入することから比表面積は大きくなり，加熱に関与する粒子が多くなる．これは１粒子（電子）当たりに付与

図８ （a）
スラブプラズマ（!）， rcl ＝ 320 nm ロッド媒質（"），
rcl ＝ 740 nm ロッド媒質（#）
における運動エネルギー（abs）と輻射エネルギー（rad）のレーザー強度依存性（左図は全吸収エネルギー abs+rad）
［１
６］
，（b）
a0 ＝ 2 で照射されたロッド媒質中での５個の電子の軌道［１７］．

されるエネルギーは低く抑えられることから音速が小さくなり，構造体（集合体）の保持時間も相対的に長くなる特徴がある．超高強度領域においてロッド集合体と平板固体
ターゲットの吸収率や GeV オーダのイオン加速特性の差異が詳細に調べられている［１６］．
図７は，同 じ 質 量 密 度 の 炭 素 の（!）ス ラ ブ プ ラ ズマ，（"）半径$!160 nmのロッド集合体に!!8.1×1022 W/cm2（$!!"!!）の高強度レーザーを照射した場合の輻射減衰による輻射発生のシミュレーション結果を示す［１６］．スラブ
配位では輻射圧によってレーザー進行方向にプラズマが圧図９

縮されるのに対し，ロッド集合体では，ロッドのクーロン

電子線リソグラフィーとウエットエッチングプロセスで製作したサブ μmオーダでデザインしたロッド集合体例［１８］．

膨張に伴うレーザー照射側への動圧がレーザー輻射圧に抗することでスケール長の長いプラズマをレーザー照射側にオーダのシリコンで作成したロッド集合体を示している．

生成し，レーザー反射面領域を含む広い領域で強い輻射が現在，これにレーザーを照射する実験を実施している生成される．これは，比表面積の大きな物質は，高強度

［６，
１８］．

レーザーとの相互作用において，物質を構成するイオン系

７．
３ 電離過程によるプラズマ形成が保有しているクーロンエネルギーを有効に開放するのにこれまでの例では，シミュレーションを行うに当たって適した系であることを示している．
図８（a）は入射レーザーエネルギーのイオン・電子の運は初期に完全電離プラズマを仮定しているが，プラズマは動エネルギーおよび輻射エネルギーへの配分率のレーザー

電離過程を通して生成されることから，特に主パルスに先

強度依存性を示している．特に高強度領域では入射レー立つ低強度のプレパルスやペデスタルの効果を評価するに

ザーエネルギーの４０％が輻射に変換されるなど，輻射生成

当たってはこれを考慮する必要がある［１９，２０］．
2
図１０は，強 度 !!3.2×10−19 W/cm（$），パ ル ス 長!!#の観点から構造性ターゲットの有用性が示された．
図８（b）はロッド媒質中での電子軌道の典型例を示して

40 fsec（FWHM: full width at half maximum）のレーザーをいる［１７］．電子はロッドの近傍の強いクーロン場による捕光学的に透明な炭素（ダイアモンド）に照射したときの電獲・散乱を繰り返しながら媒質中をランダムに運動し，そ離ダイナミックスを示す［２０］．主パルス先端の 1012−14 W/cm2のとき受ける強い加速度が強い輻射を放出する．

の低強度のレーザー成分は炭素薄膜中に侵入すると，そのこのような，微小物質の集合体は，近年，シリコンを中

強度が１価（C＋）の電離強度（〜1014 W/cm2）に達すると心とした半導体技術を利用した電子線リソグラフィー技術

レーザー場により電離が始まり，光速で伝播するレーザー

や電気化学・プラズマエッチング技術で作製が可能になりと連動した電離波となり物質中に伝播する．時間の経過とつつあり，筆者等を中心にその研究が進められている．

ともに電離が進行し，薄膜表面近傍の密度が上昇して表皮

図９は著者等が作製した直径 1 μm オーダで長さが 20 μm#%）が縮小することから，レーザーは遮断・反射さ
長（%!
５９Journal of Plasma and Fusion Research Vol.97, No.2 February 2021

図１
１ 構造性ターゲットとプレパルス成分やペデスタル成分を有する高強度レーザーとの相互作用において，レーザー強度に従って媒質の分極・分散特性が変化する様子．

した相互作用特性は時々刻々変化する．図１１はその様相を模式的に示している．
この観点から構造性ターゲットは複雑な密度構造をレーザーとの作用前から導入していると言える．このため，電離過程に伴うプラズマ生成過程においてもレーザーの伝2
図１
０ 炭素（ダイアモンド）に強度 I ＝ 3.2 × 1019 W/cm（a，0 = 4）
パルス長 40 fsec のレーザーの照射時の（a）
31.8 〜 40.3 fs，（b）
56.7 〜 73 fs の電離過程（電子密度）のダイナミックス．
（c）49.4 〜 66.7 fs は４価がトリガーされる前後時間の様子．
（d）
各価数の密度変化．C4＋の電離波が t ＝ 56.4 fs にトリガーされる［２０］．

播・吸収を中心とした光学特性は単純な気体や固体と異なり複雑になる．この過程で形成された密度分布が実質的な初期値となって高強度の主パルスと相互作用することから，その初期条件を評価する方法論を開拓するとともに，目的に沿った初期条件を与えるためのプレパルスやペデス
タルを含めたレーザーパルスの設計が求められる．

れる．
それ以降は，図１０（a）（b）に見られるように，急峻なエッ

参考文献

ジを持った１価，２価，４価の電離波がトリガーされ，薄［１］D. Strickland and G. Mourou, Opt. Commun. 56, 219 (1985).
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［１８］Y. Kishimoto et al., Confinement" of High Energy Density

膜中を光速の 1/3 程度で伝播する．これら電離波の高速伝播は，電離面に局在したソリトン様の静電波（プラズマ波）
によるものである．一方，５価および６価は，図１０（b）からわかるように，衝突電離によって拡散的にゆっくりと伝播する．これらのプラズマ生成過程はプレパルスやペデス
タル成分が存在することで様相が異なる可能性があること
から，それらを取り入れた評価が必要となる．

７．
４ まとめ
本章では，サブ μm オーダの微細構造を持つ物質やその集合体，そのような物質が他物質や相の異なった媒質中に配置されるなど，複数の物質が境界を通して接している物
質などを構造性ターゲットとして参照し，これに高強度レーザーを照射することで，これまでの単純な気体や固体
薄膜と質的に異なった相互作用と機能について特定な例題のもとに考察した．その背景に，このような物質は，個々の微細な物質内部の自由度や表面に起因する分極の自由度に加え，その集合体を考えることにより，集団的な相互作用に起因する特異な光学特性や多様な構造やダイナミックスが現出する．
この相互作用は照射するレーザーの強度に大きく依存
し，低強度では線形分極・分散／線形光学特性，高強度の非線形分極・分散／非線形光学特性に支配される．相対論
領域の高強度レーザーパルスであっても，プレパルスやペデスタルを含む主パルスに先立つ低強度成分から高強度領域に変化する過程で媒質中での伝播・吸収特性をはじめと
６０

Special Topic Article

7. Interaction and Density Control between Laser and Medium with Fine Structure

Y. Kishimoto and R. Matsui!!!!!!!!!!!!!!!!!!!!!!!!!!

もと

やす

あき

岸 本 泰 明京都大学大学院エネルギー科学研究科および非線形・非平衡プラズマ科学研究ユニット．１
９８
１年広島大学修士課程修了，１９８
４年
大阪大学博士課程修了，日本原子力研究!!!!!!!!!!!!!!!!!!!!!!!!

きし!!!!!!!!!!!!!!!!!!!!!!!!!!!!

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

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

［１９］T. Masaki and Y. Kishimoto, J. Plasma Fusion Res. 81, 643(2005).
［２０］D. Kawahito and Y. Kishimoto, Phys. Plasmas 27, 033108(2020).

所・那珂研究所（現量子科学技術研究開発機構）を経て２００
４
年より現職．トカマクを中心としたプラズマの乱流輸送やレーザーと物質との相互作用に関する理論・シミュレーショ
ン研究などに従事．核融合の実現とともに，プラズマとは「形のないものから形を創出する媒質」との考えに基づいて，物質の電離過程や放電・雷現象なども含め，幅広いプラズマ現象に興味を持って研究を行っています．
（HP:http://plasma-fusion.energy.kyoto-u.ac.jp/
http : / / plasma-fusion. energy. kyoto-u. ac. jp / UNIT / index.
html）

まつ

い

りゅう

た

ろう

松 井 隆 太 郎
２０
１
９年３月京都大学大学院エネルギー科学研究科博士後期課程修了．博士（エネル
ギー科学）．現在，京都大学大学院エネル
ギー科学研究科エネルギー基礎科学専攻プ!!!!!!!!!!!!!!!!!!!!!!!!!!!!

Plasma Based on Structured Medium and initial Experiments Using SACLA X-Rays, A New Platform Studying
MCF Plasmas Using Laser (6C08), 11th International Conference on Inertial Fusion Sciences and Applications(IFSA2019), Sep. 27, Osaka, Japan.

ラズマ・核融合基礎学分野助教．高強度レーザーと物質の相互作用により生じる極限プラズマ中での多彩な構造とダイナ
ミクス，および，それによるイオン加速メカニズムについて，
粒子シミュレーションにより研究しています．プラズマ物理
では，個々の荷電粒子（イオンと電子）の電磁場中での動きを追跡するだけでは不十分で， 集団的なふるまい というマクロな視点で現象を眺めることで理解できるところに面白さがあると考えています．この 集団的なふるまい については，現象を規定する物理量（自由度）があまりに膨大であるため，まだ知られていない現象がたくさん潜んでいます．
大学院在学中に先生方に学んだ，「自然科学に謙虚に向き合う姿勢」を肝に銘じながら，プラズマの 集団的なふるまいの正体を理解するべく，日々の研究に取り組んでいます．

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

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

６１

J. Plasma Fusion Res. Vol.97, No.2 (2021)６
２‐６５

小特集 ターゲット表面プラズマ密度制御による電子・イオン加速の物理とレーザーパルスコントラスト制御技術

８．レーザー駆動ベータトロン X 線放射発生8. Laser Driven Betatron X-Ray Radiation
中村浩隆
NAKAMURA Hirotaka
大阪大学工学研究科（原稿受付：２
０
２
０年１
２月２
６日）

プレプラズマを用いた応用例のひとつとしてレーザー駆動 X 線レーザー発生に関する研究，将来展望についてまとめる．ガスジェットターゲットに超高強度レーザーを照射することでプラズマを生成し，プラズマ波を誘起し電子の粗密構造を作り，そこに第二のレーザー光を集光することで電子を発生し，電子粗密構造により電子を高エネルギーまで加速させることができる．さらにその電子とレーザー光の電場との相互作用でベータトロン
X 線を発生させることができる．またガスジェットターゲットに周期構造を持たせることでプレプラズマに構造を持たせ，アンジュレーターとして用いることで X 線自由電子レーザーを発生させる計画があり，それに関するシミュレーション計算について述べる．
Keywords:
laser driven betatron X-ray radiation, free electron X-ray laser

８．
１ 研究背景特性を利用して極小スポットの X 線光源としての応用も盛

この章では，これまでの章でも述べられてきたプレプラんに研究されている［５］．しかしながら，SACLA のよう

ズマを積極的に用いた応用の一つとして，超高強度レーな超大型装置は，実験マシンタイムの獲得が困難であり自ザーによって X 線自由電子レーザーを発生させるという研由に実験できるツールとは言えない．そこで，比較的小型

究について紹介する．

の超高強度レーザーとプラズマを駆使して，小型の X 線自まず，X 線自由電子レーザーとは何かということ説明す由電子レーザーを発生させる研究が進められている［６］．

る．図１に示すように，磁石が S 極・N 極・S 極……と規則

８．
２ レーザー駆動ベータトロン放射

正しくならんだ領域を電子ビームが進む時に，電子が蛇行飛行をして電子の屈曲部分で放射する制動放射 X 線を重ね

図２に，この研究で用いられる X 線放射物理機構である

合わせて，波長と位相が揃ったレーザーを発生させるといベータトロン放射の模式図を示す．超高強度レーザーを，う技術である．X 線自由電子レーザー装置として有名なのハーフミラーを使って２種類に分割し，プラズマ生成用は，日本の SPring-8 装置の敷地内にある SACLA［１］や，米

レーザーと電子発生用レーザーとして用いる．真空中にガ国スタンフォード大学の SLAC［２］，ドイツの DESY
［３］がスジェットを吹き出し，そこにプラズマ生成用レーザーをある．

照射すると，低密度プラズマ振動を誘起しながら通過し，

X 線自由電子レーザーはタンパク質の構造解析として，
バイオ・創薬・新物質創成の分野では欠かせないツールである［４］．また X 線レーザーは可視光レーザーとくらべて波長が非常に短いことから，集光スポット直径がサブミク
ロンメートルオーダーまで小さくすることができる．この

図２
図１

X 線自由電子レーザーの発生原理．

レーザー駆動 X 線発生に用いるガスジェットターゲットとレーザーの配置図．

Osaka University, Suita, OSAKA 565-0871, Japanauthor’s e-mail: hiro.nakamura@eie.eng.osaka-u.ac.jp

６２!2021 The Japan Society of Plasma
Science and Nuclear Fusion Research

Special Topic Article

8. Laser Driven Betatron X-Ray Radiation

H. Nakamura

図３に示すような電子の疎密構造を作り出す．この電子は述べた X 線自由電子レーザーと比べると，エネルギースペ

レーザーの電場によって振動しており，レーザーの周期にクトルはブロードであり，また指向性も低い．そこでガス

合わせて電子の粗密構造が振動している．そこに電子発生

ジェットに網構造をいれて，意図的に周期構造を持ったガ用レーザー（プラズマ生成用レーザーよりも集光強度が高スジェットを作り，そこにプラズマ生成用レーザーを入れい）を集光すると電子が加速され，その電子はそこに存在て，規則的な密度構造を持つプレプラズマを作り，アンする振動する電子の粗密構造により，加速を受ける．電子

ジュレーターのような磁場構造を生成する計画がある加速器で電子を加速するのと同じ構造であるが，電場の粗（図５）．

密の大きさがマイクロメートルサイズであるから，電子加粒子シミュレーションを用いて，周期構造ガスの中に速管よりも圧倒的にコンパクトである．

レーザーを打ち込んだ時のシミュレーション計算結果を示

この研究に関して，著者らが行った実験結果を紹介す

す．プラズマ生成用のレーザーはチタンサファイアレー

る．イギリスのラザフォードアップルトン研究所の Astra

ザーを想定し，レーザー強度 1017 W/cm2，プラズマ密度

Gemini レーザーを用いて，ベータト ロ ン 放 射 を 作り出

5.5×1017（cm−3），プラズマ周期長 150 μm の時に，綺麗なし，その X 線を用いてトンボ（蜻蛉）のレントゲン写真を

磁場の S 極・N 極・S 極……という周期構造が形成された

撮影したものである．左下に示すように X 線のスペクトル（図６）．ここにレーザー駆動電子ビームを投入すれば X

はピーク35 keVであることが見積もられている．得られた線自由電子レーザーが発生するであろうと期待されていトンボの画像は小さな骨の形や，翅の繊維一つ一つまで見る．レーザーのみで作り出される X 線自由電子レーザーがえている．右下にある金属箔の画像から計測画像分解能を実現するという画期的な研究成果である．今後研究が進め評価すると 2.65 μm という極めてすぐれた分解能を実現しば近い将来，テーブル一つのサイズの X 線自由電子レーている．これは X 線発生点が 2.65 μm 程度に小さいスポッザーが実現し，様々な応用研究が発展すると期待される．

トであることを示している（図４）．

参考文献

ここまではベータトロンによる X 線放射であり，最初に［１］M. Yabashi et al., J. Synchrotron Rad. 22, 477 (2015).
［２］P. Emma et al., Nat. Photonics 4, 641 (2010).
［３］K. Tiedtke et al., New J. Phys. 11, 023029, (2009).
［４］A. Aquila et al., Opt. Express 20, 2706 (2012).
［５］H. Yumoto et al., Nat. Photonics 7, 43 (2013).
［６］L.M. Chen et al., Sci. Rep. 3, Article number: 1912 (2013).

図３

図４

ベータトロン X 線放射の原理．

レーザー駆動ベータトロン放射を用いて撮影したトンボ（蜻蛉）のレントゲン写真．

６３

図５

周期密度構造をつけたガスジェットターゲットと，それを用いたアンジュレーターのイメージ．

図６

粒子シミュレーションを用いて計算した，周期構造ガス
ジェットにレーザーを打ち込んでできた磁場構造分布．

J. Plasma Fusion Res. Vol.97, No.3 (2021)１
４２‐１４４

小特集 ターゲット表面プラズマ密度制御による電子・イオン加速の物理とレーザーパルスコントラスト制御技術

９．LFEX −キロジュール級 CPA レーザーにおける高パルスコントラスト化技術の開発
9. Intensity Contrast Improvement of the LFEX-Laser
河仲準二
KAWANAKA Junji
大阪大学レーザー科学研究所（原稿受付：２
０
２
０年１
０月２
０日）

世界初のキロジュール級超短パルスペタワットレーザーである LFEXレーザーにおけるパルスコントラストの改善について，特にパルス圧縮後に主パルスの前にペデスタルが残るCPA独自の問題を解決する方法として独自開発したスペクトル分解過飽和吸収法を紹介する．現在，１０１０以上のパルスコントラストが得られている．
Keywords:
high power laser, high peak power laser, intensity contrast, chirped pulse amplification, saturable absorber,
optical parametric amplification, pre-pulse, pedestal

９．
１ はじめに

ワットのピコ秒パルスが得られる［４］．既存のナノ秒の激１９８５年に発表されたチャープパルス増幅（Chirped Pulse

光 XII 号レーザーと合わせて高エネルギー密度科学研究のAmplification，CPA）法［１］は，ピコ秒〜フェムト秒の超短

強力なツールとなっている．1018〜1021 W/cm2 の極めて高パルスレーザーのエネルギー増幅に欠かせない増幅手法とい集光強度が得られる．同時にプレパルスやペデスタルもなっている．この業績により発明者の D. Strickland 先生とエネルギー増幅されるためプラズマが生じない程度に抑圧

G. Mourou 先生は２
０１８年にノーベル物理学賞を受賞されすることが必要であり，LFEX レーザーには１０１０程度の高た．現在では，CPA 法により超短パルスレーザーのピーク

いパルスコントラストが要求される．パルスコントラスト

出力は 10 PW にまで達している［２，３］．

は，強度コントラストとエネルギーコントラストで表現さ同じエネルギーフルーエンス（J/cm2）でも短パルスのれる．ここではレーザー光の強度コントラストを示す．

2方がピーク強度（W/cm ）は高くレーザー電場が大きいこ

従ってレーザーパルス前の時間領域によって強度コントラとから固体光学材料のダメージ閾値は低い．CPA 法はピコ

ストは変わる．

秒やフェムト秒領域のレーザーパルスを時間的に伸長し十本章では，特に，CPA 法を用いてレーザー増幅を行う際分なエネルギー増幅後に時間圧縮することにより高ピークに，従来利用されてきた過飽和吸収体［５，６］では取りきれ

出力を得る手法である．

ないプレパルスやペデスタルの抑制法について述べる．

CPA 法ではモードロック発振器，高利得の前置増幅器として再生増幅器や光パラメトリック増幅器（Optical Para-

９．
２ LFEX レーザー

metric Amplifier，OPA）を用いる．これらの装置内では

９．
２．
１ 装置構成様々な光学系が複雑な光路に沿って配置されており，光学

LFEX レーザーは４本の大口径レーザービームを有する系の有限な消光比に起因する微小な出力のレーザーパルス

フラッシュランプ励起ガラスレーザーである．図１にシスが光路上に漏れて増幅される（プレパルス），また，高利得

テム構成を示す．モードロック発振器からの広帯域スペクの増幅器の中でナノ秒程度の自然増幅光が発生する（ペデトルのレーザーパルスを時間伸長（6 ns/6 nm）し，OPAスタル）．これらの光は時間的にレーザーパルスの前後やにより数十ミリジュールまでエネルギー増幅を行った後，同時に重なって存在するため，レーザーパルスとともに増セレイテッドアパチャにより正方形に空間プロファイルを幅し照射実験ではプレプラズマを形成する要因となってお整形する．ロッドガラスによる４パス増幅により最大 10 J

りその除去が望まれている．

にまで増幅し４ビームに分割後，各ビームは２段のロッド

大阪大学で開発された LFEX レーザーは CPA 法を用い増幅器，さらにはメートル級の大口径ディスクガラス８枚た世界最初のキロジュール級レーザーであり，マルチペタ

による４パス増幅器（主増幅器）によって最大 4 kJ のエネ

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

１４２!2021 The Japan Society of Plasma
Science and Nuclear Fusion Research

Special Topic Article

9. Intensity Contrast Improvement of the LFEX-Laser

図２
図１

J. Kawanaka

過飽和吸収体を用いたペデスタル抑制法．

LFEX レーザーのブロックダイアグラム．

ルギーにまで 増 幅さ れ る．主 増 幅 器 で の ビ ー ム 口径はてしまう．これが，CPA 法で起こる問題である．

37.5 cm×37.5 cm に拡大されている．企業とともに独自開

９．
３．
２ スペクトル分解過飽和吸収法発した世界初のメートル級誘電体多層膜回折格子［４］を用

前述の問題を解決する新規のパルスクリーナーとして，いたパルス圧縮器により時間圧縮される．パルス伸長器のスペクトル分解過飽和吸収法を独自に開発した．光学系を

分散量を制御することで１〜１０ps の任意のパルス時間幅

図３に示す．一般的な 4f 光学系とよばれる零分散光学系のが得られる．また，LFEX レーザーは時空間位相制御がでフーリエ面に過飽和吸収体を設置する．フーリエ面上ではきるようにレーザー制御光学系が配置されている．パルス

空間分解されたスペクトル成分が各々集光される．光学素

時間波形を任意に制御するためにパルス伸長後に空間位相子と光学系配置によるが，LFEX の場合，フーリエ面にお変調器を用いてスペクトル位相を制御することが可能であける主パルスの各スペクトル成分のパルス幅は２０ピコ秒程る．また，４パス主増幅器への入射前と２パス−３パス間度となっている．したがって，本パルスクリーナーを通過に可変形鏡をそれぞれ配置し波面制御している．

後のチャープパルスでは時間的に重なるペデスタル成分が９．
２．
２ レーザー増幅中のコントラスト変化

大幅に除去され，パルス圧縮後に高いパルスコントラスト

パルスコントラストの議論となるプレパルスやペデスタを得ることが可能である．LFEX の OPA 部には，このパルルは先に述べたようにレーザーシステムの中でも発振器かスクリーナーを２箇所挿入している．LFEX レーザーにおら高利得の前置増幅器のあるフロントエンドで発生する．

いて OPA 後にパルス圧縮されたピコ秒パルスを３次の自

その後，後段の増幅器でレーザーパルス（主パルス）とと己相関計で計測したパルス時間波形を図４に示す．パルス

もにエネルギー増幅される．一般に後段の増幅器は蓄積エ

クリーナー無しでは，主パルスとペデスタルとのパルスコ

ネルギーの効率的な引き出しを行うため飽和増幅を行う場

ントラストは１０７程度であったが，パルスクリーナーの挿合が多い．特に高パルスエネルギーレーザーの場合はそう

入により１０１０以上に大幅に改善している．なお，自己相関である．したがって，先に増幅器に入射し増幅されるプレ計の測定限界のためこれ以上のパルスコントラスト計測は

パルスやペデスタルは微小なエネルギーのため高い利得でできなかった．

不飽和増幅される．一方，主パルスは飽和増幅されるため

９．
３．
３ その他の手法

利得は低く，結果としてパルスコントラストは低下する．

高いパルスコントラストを得るためには，まず，プレパ

後段ではレーザーは大口径・大エネルギーのため過飽和吸

ルスおよびペデスタルの発生を抑圧することである．この収体を用いた効率的なプレパルス／ペデスタル抑制は現実ためには，レーザーシステムの全体設計を最適化すること的でない．このため，フロントエンドで可能な限りパルスである．極端にレーザー利得の高い増幅器を無くし，複数

コントラストを上げておくことが望ましい．

のレーザー増幅器を使うことで全体として高い利得を得る
ような全体設計が重要である．また，同軸上を行き交う光９．
３ 高パルスコントラスト化
９．
３．
１ チャープパルス増幅法における問題点
プレパルスやペデスタルを除去する一般的な手法として
過飽和吸収体を用いる方法がある．レーザー光を過飽和吸収体に通すだけの単純な方法であるが効果的である．解説
図を図２に示す．主パルスの前に存在するプレパルスやペデスタルは可飽和吸収体に吸収され，エネルギーの大きな
主パルスは過飽和により通過するというものである．ここでCPA法に適用した場合を考えてみる．同様にチャープパ
ルスの前に存在するプレパルスやペデスタルは可飽和吸収
体に吸収される．その後，パルス圧縮器で主パルスはパルス圧縮されるが，主パルスと時間的に重なっているペデス

図３

タルは圧縮されないため主パルスの前にペデスタルが残っ
１４３

スペクトル分解過飽和吸収法．

Journal of Plasma and Fusion Research Vol.97, No.3 March 2021

る．これらの非線形効果は光電界の次数乗に比例するため
パルスコントラストの大幅改善に適している．
次に，レーザーシステムとは直接関係ないが，３桁程度のパルスコントラスト向上が得られる方法としてプラズマミラー［９，
１０］がある．これは AR コートされた透明基盤にレーザーを入射することでパルスコントラストの改善を図るものである．プレパルスやペデスタルは透明基盤を通過する一方，主パルスは AR コートの破壊閾値よりはるかに高いため，そのエネルギーの一部をプラズマ発生に使用される．残りのレーザーを自ら生成したプラズマで反射させるというものである．高いパルスエネルギーで利用できる
図４

数少ない方法である．

LFEX レーザーのフロントエンドにおける時間圧縮パルスの３次自己相関波形．

９．
４ まとめ
路の場合には，低反射コートでの反射や高反射コート通過

超光ピーク出力レーザーにおいて必須の条件である高い

後の微小なエネルギーのパルスなどに注意を払った光学配

パルスコントラストを得る方法について大阪大学で開発さ置が必要である．

れたキロジュール級マルチペタワットレーザー LFEX

また，レーザーシステムに用いられる最も基本的なプレレーザー を例にとって述べた．特に，パルス圧縮後に主パ

パルス／ペデスタルの除去方法としてケプラー型のイメールスの前にペデスタルが残る CPA 独自の問題を解決する

ジリレーと虹彩の組み合わせがある．特にペデスタルは自方法として，大阪大学独自のスペクトル分解過飽和吸収法

然増幅光であるので主パルスに比べてより高次の空間モーを紹介した．本手法により LFEX レーザーはキロジュールドを有しており，同じ低次のモードであっても主パルスと級レーザーとして１０１０以上の高いパルスコントラストを得は異なるビーム広がりを持つために，集光点付近に設置している．また，プレパルスやペデスタルの一般的な発生抑た虹彩である程度のエネルギーを除去することができる．

制法や除去法としてシステムの全体設計の検討やイメージ

LFEX レーザーでは，発振器からターゲットまで数百メー

リレーと虹彩，固体材料による非線形効果，プラズマミ

トルの長距離伝送が必要であるため数多くのイメージリ

ラーについて述べた．多くの参考資料があるので詳細な説

レーが導入されており適切な虹彩を設置している．

明は除いた．高ピーク出力化の研究は世界各国で盛んであ発振器から射出するナノジュールパルスをミリジュールることから，さらに高いパルスコントラストの実現は不可

級まで増幅する前置増幅器として再生増幅器を用いてきた欠である．原因となるペデスタルの起源はノイズであり，が，近年，OPA を用いることが増えつつある．２次の非線

これを制御できる究極の技術が望まれる．

形光学効果を利用するため増幅後のパルスコントラストを大幅に向上させることが可能である．LFEX レーザーでは

参考文献

３段の OPA を使用しパルスコントラストの向上に寄与し［１］D. Strickland and G. Mourou, Opt. Commun. 56, 219 (1985).
［２］D.N. Papadopoulos et al., High Power Laser Sci. Eng. 4,
e34 (2016). https://www.eli-np.ro/article.php?id=22［３］Li Wenqi et al., Opt. Lett. 43, 5681 (2018).
［４］J. Kawanaka et al., 26th IAEA Fusion Energy Conference(CN-234), IFE/1-6, Kyoto International Conference Center, Japan on 17-22 Oct. 2016.
［５］M. Hercher, Appl. Opt. 6, 947 (1967).
［６］P. Lavigne and D. Pascale, Appl. Opt. 23, 40 (1984).
［７］J. Aurélie et al., Opt. Lett. 30, 920 (2005).
［８］V. Chvykov, Opt. Lett. 31, 1456 (2006).
［９］G. Doumy et al., Phys. Rev. E. 69, 026402 (2004).
［１０］Y. Arikawa et al., Appl. Opt. 55, 6850 (2016).

ている．一方で，OPA は信号光（主パルス）とエネルギー源となる励起光が非線形媒質中に同時に入射しなければならないことからエネルギー変換効率は信号光と励起光の入射タイミングに極めて敏感である．時間ジッターの小さい励起光源やジッターの影響を受けにくい主パルスに対して十分に長い矩形パルスを準備することが必要で有り，技術とコストの面で OPA 普及のネックになっている．また，
LFEX には用いられていないが，最近では３次の非線形光学効果を利用した交差偏光波発生（Cross Polarized Wave，
XPW）［７，８］が開発され容易に導入できることや綺麗な空
間ビーム形状も得られることからしばしば用いられてい１４４

J. Plasma Fusion Res. Vol.97, No.3 (2021)１
４５‐１４７

小特集 ターゲット表面プラズマ密度制御による電子・イオン加速の物理とレーザーパルスコントラスト制御技術

１
０．J-KAREN-P レーザーの高コントラスト化
10. Temporal Contrast Improvement in the J-KAREN-P Laser
桐山博光
KIRIYAMA Hiromitsu
量子科学技術研究開発機構 関西光科学研究所（原稿受付：２
０
２
０年１
０月２
９日）

量子科学技術研究開発機構（量研）関西光科学研究所では，繰り返し動作（0.1 Hz）が可能なペタワット（PW＝１０１５W）の超高強度出力を有するフェムト秒（fs＝10−15 s）レーザー（J-KAREN-P レーザー）の開発とそれを用いたレーザー駆動量子ビームの開発を行っている．本章では，J-KAREN-P レーザーを例に，超高強度レー
ザー時間のコントラスト向上技術について紹介する．
Keywords:
chirped-pulse amplification, ultra-high intensity laser, Ti:sapphire laser, temporal contrast, high field science

１０．
１ はじめにターゲットはプラズマ化して膨張し，メインパルスは，

１９８５年にチャープパルス増幅（CPA; Chirped-Pulse Am-

ターゲット表面のプリプラズマと主として相互作用し，固plification）法［１］が発明され，フェムト秒レーザーパルス

体密度物質と直接相互作用ができなくなる．したがって，を高エネルギーにまで増幅できるようになり，レーザー

多くの実験において，背景光によりプリプラズマが形成さ

ピーク出力は劇的に増大した．CPA 法とは，フェムト秒

れないような高いコントラストが必要である．

レーザーパルスを時間領域でナノ秒等に伸張し，増幅後に１０．
２ 時間コントラストを制限する要因

元のフェムト秒パルスに再圧縮するものである．パルス幅を伸張し，ピーク強度を低減した状態で増幅するため，非図１に超高強度 CPA レーザーの典型的な時間構造を示

線形効果に起因する光学素子の損傷リスクを最小化し，高す．時間コントラストを劣化させる原因として，以下の４ピーク出力を得ることができる．更に，１９８６年にフェムトつが考えられる．

秒レーザー増幅を高効率に可能とする広いスペクトル増幅

１つ目は高次分散である［９］．これは，パルス圧縮時の分帯域を持つチタンサファイア結晶［２］が発見された．次い散補償に関するものである．増幅されるレーザー光にはパ

で１９９５年に安定なフェムト秒パルス発振を可能とするカー

ルス伸張器による分散の他に，レーザー媒質や電気光学素レンズモード同期［３］が発明された．これらの発明により，子等を透過することによる材料分散が加わる．材料分散を

実験室規模で PW 級レー ザ ー が 実 現 で き る よ う に なっ

広いスペクトル帯域にわたって補償する必要がある．高次た．最近では，韓国の光州科学技術院で 4.2 PW/0.1 Hz［４］，

分散補償が完全でない，即ち３次，４次，５次などの高次

ドイツのマックス・プランク量子光学研究所で 3 PW/1 Hzの位相歪みは，メインパルス周辺〜10 ps のペデスタル発［５］，ル ー マ ニ ア の ELI 核 物 理 施 設 で２×10 PW/1 min.

生原因となる．
２つ目はランダムスペクトル位相ノイズ［１０］と光パラメ［６］，米国のコロラド州立大学で 0.85 PW/3.3 Hz［７］が達成トリックチャープパルス増幅（OPCPA; Optical Parametric

されている．
PW 級レーザーを集光することにより，1021 W/cm2 を超Chirped-Pulse Amplification）に用いる励起パルス誘起ノえるような高い強度が実現できる［８］．このような超高強イズ［１１］である．パルス伸張器やパルス圧縮器において，度レーザーと固体密度のナノメートル厚薄膜やマイクロレーザーは空間的に波長ごとに違った方向へ分散される．

メートルスケールクラスター粒子との相互作用実験においこのとき光学素子の表面精度が悪い（表面に凸凹がある）て，レーザーの時間コントラスト（メインパルスと背景光と波長ごとに本来想定される光路長に対して誤差（ランダの強度比）は重要となる．例えば，コントラストが１０桁

ムスペクトル位相ノイズ）が生じる．このような位相ノイあったとしても，メインパルスより時間的に先行する背景

ズは，メインパルス周辺〜100 ps のペデスタル発生原因と

112光の強度は10 W/cm 以上となり，レーザーアブレーショ

なる．また，OPCPA に用いる励起パルスには，単一縦モーン閾値（1010 W/cm2）を超えてしまう．このため，固体ドのシードレーザーで励起レーザーをシードしたとして

Kansai Photon Science Institute, National Institute for Quantum and Radiological Science and Technology, Kizugawa, KYOTO 619-0215, Japanauthor’s e-mail: kiriyama.hiromitsu@qst.go.jp

１４５!2021 The Japan Society of Plasma
Science and Nuclear Fusion Research

Journal of Plasma and Fusion Research Vol.97, No.3 March 2021

図１

CPA レーザーシステムにおけるコントラスト制限要因．

も，〜10 ps 間隔の速い時間変調が励起光に残存する．この本 J-KAREN-P レーザーシステムでは，高コントラスト

ような励起光の変調は光パラメトリック増幅過程で増幅光化のために，以下の工夫をしている．

のスペクトル変調となり，メインパルス周辺〜100 ps のペ

高次分散補償のために，任意の位相形状が得られる音響

デスタル発生原因となる．

プ ロ グ ラ マ ブ ル 分 散 フ ィ ル タ（AOPDF: Acousto-Optic

３つ目は非線形結合過程によるプリパルスである［１２］．

Programmable Dispersive Filter）を 用 い て い る［１６］．

レーザーが媒質を透過すると媒質の表面と裏面の反射に起AOPDF は，設計された音響波とレーザーパルスが音響光因するメインパルスより時間的に後から追従するポストパ

学結晶内で相互作用することで，周波数成分ごとに異なるルスが発生する．メインパルスとポストパルスが互いに干結晶の位置で位相整合条件が満たされ，正常光軸から異常渉し，メインパルスのスペクトル強度や位相が変調を受け光軸への回折がおこることを利用して，周波数ごとの時間

る．このため，パルス圧縮後にメインパルスに対して時間遅延をプログラムするデバイスである．圧縮されたパルス

的に先行するフェムト秒プリパルスの原因となる．

を参照して，AOPDF にフィードバックすることにより高４つ目は自然放出光の増幅（ASE; Amplified Spontane-

次分散を最小化している．

ous Emission）［１３］とパラメトリック蛍光［１４］である．ASE

ASE 抑制のために，２つの CPA ステージの間に可飽和はレーザー媒質からの一部の自然放出光がレーザー増幅器

吸収体を配置している．可飽和吸収体とは，強度が低いノで誘導放出により増幅されるもので，パラメトリック蛍光

イズ光に対しては吸収体として働き，強度が強いメインパ

は OPCPA からの光パラメトリック発振ノイズ光が OP-

ルスに対してはその能力が飽和して透明体として働くフィ

CPA で増幅されるものである．これらは，コヒーレントでルターである．１つ目のCPAステージからの高エネルギーは無いために，ナノ秒の励起レーザーを用いる場合，ナノシード光のASE成分を可飽和吸収体で除去することで，高秒にわたる広い時間領域の背景光発生原因となる．

コントラストシード光を２つ目の CPA ステージへ導入している．また，シード光を高エネルギーとすることで，２

１０．
３ J-KAREN-P レーザーの高コントラスト化

つ目の CPA ステージ全体の増幅利得を下げることができ

量研で開発した PW/0.1 Hz で動作する J-KAREN-P レー

る，即ち励起光強度を低く保てるため，ASE 発生を最小化

ザーシステムの外観と構成を図２に示す［１５］．システムはしている．

２つの CPA ステージで構成されている．１つ目の CPA

ASE の更なる抑制のために，２つめの CPA ステージでステージからの出力光は，２つ目のCPAステージでパルスは，前置増幅器に広帯域パラメトリック差周波混合による幅が伸張され，OPCPA 前置増幅器と４台のチタンサファ

OPCPA を用いている．OPCPA とは，チャープパルス増幅

イアレーザー増幅器で増幅され，真空中に配置したパルスと 光 パ ラ メ ト リ ッ ク 増 幅 を 同 時 に 行 う も の で あ る．

圧縮器で増幅パルスが圧縮される．J-KAREN-P レーザー

OPCPA は励起光からシード光へ非線形光学結晶内で直接を集光することにより，1022 W/cm2 の高強度場を生成する

エネルギー変換されるため，利得が存在するのは励起光がことが可能である［８，１５］．

存在する時間，つまり励起光のパルス幅のみである．した

図２

J-KAREN-P レーザーシステム．

１４６

Special Topic Article

10. Temporal Contrast Improvement in the J-KAREN-P Laser

H. Kiriyama

がって，シード光と同程度の〜1.5 ns の短い励起光を用いある１２桁のコントラストが実現されている．ランダムスペ

ることにより，シード光のみを選択的に増幅することがで

クトル位相ノイズと OPCPA 励起パルス誘起ノイズを最小き，ASE 成分を抑制している．高エネルギーシード光を用化するとともに，高次分散補償を行いフーリエ限界のパルいることで，OPCPA 励起強度を低く抑え，OPCPA を低利スを得ている．可能な限りシステム内の透過媒質にウエッ得で動作させることにより，パラメトリック蛍光を抑制す

ジをつけることでプリパルスを除去することに成功しているとともに，OPCPA 励起パルス誘起ノイズを最小化してるが，メインパルスの〜40 ps 前のプリパルスは市販の発いる．

振器から発生したポストパルスにより発生しており，除去

ランダムスペクトル位相ノイズを抑制のために，できるが難しい．このプリパルスの除去やメインパルス周辺のペ

かぎり表面のフラットな（凸凹の少ない）光学素子を使用

デスタルをより一層取り除くためには，レーザーシステム

している．
非線形結合過程により生成されるプリパルスの抑制のたの制御だけでは難しく，パルス圧縮後にプラズマミラー［１７］の利用等が必要になると考えられる．

めに，システム内の透過媒質にウエッジをつけている．

１０．
４ まとめ

レーザーが平行平面を持つ媒質を透過する際に多重反射でポストパルスが発生する．パルス伸張されたメインパルス

本章では，量研関西研で開発に成功した PW/0.1 Hz 超高の時間内にポストパルスが発生すると相互干渉し，メイン

強度 J-KAREN-P レーザーを例に取り，利用研究においてパルスのスペクトル強度が変調を受ける．変調されたスペ最も重要となる高コントラスト化技術について紹介した．

クトルにより媒質中の屈折率が変調を受け，メインパルス

高次分散補償技術，OPCPA 励起パルス誘起ノイズ抑制技の位相が変調を受ける．このため，パルス圧縮後にプリパ術，ASE やパラメトリック蛍光抑制技術，非線形結合によルスが発生する．このプリパルス強度は，非線形効果によるプリパルス除去技術などの開発により，高コントラスト

る位相変調の指標となる B 積分値が大きくなるに従って高PW レーザーの開発が可能となった．電子・イオン加速実

くなる．システムにおいてプリパルス発生原因である透過

験，高輝度 X 線発生実験においても，高コントラスト化の媒質の特定をい，これらの透過媒質にウエッジををつけ，有効性が実証されており，高いコントラストが今後の高強

ポストパルスが発生しないように工夫し，プリパルス発生

度場物理研究を牽引する上で必要であることに疑いの余地を抑制している．

はない．

以上，量研で開発してきた高コントラスト化技術を導入

世界各国でPWあるいはそれ以上の10 PW，100 PW高強

した J-KAREN-P レーザーの時間コントラスト特性を図３度レーザーの建設が進められている．これらを通して新しに示す．ASE とパラメトリック蛍光は計測器の検知限界でいレーザー制御コンセプトの発見，医療・産業創成において，多様な発展が生まれることを期待したい．

参考文献

図３

［１］D. Strickland and G. Mourou, Opt. Commun. 56, 219 (1985).
［２］P.F. Molton, J. Opt. Soc. Am. B 3, 125 (1986).
［３］A. Stingl et al., Opt. Lett. 20, 602 (1995).
［４］J.H. Sung et al., Opt. Lett. 42, 2058 (2017).
［５］Center for Advanced Laser Applications. Available online: http://www.cala-laser.de (accessed on 20 October2020).
［６］eli Nuclear Physics. Available online: https://www.eli-np.
ro (accessed on 20 October 2020).
［７］Y. Wang et al., Opt. Lett. 42, 3828 (2017).
［８］A.S. Pirozhkov et al., Opt. Express 25, 20486 (2017).
［９］K.-H. Hong et al., Appl. Phys. B 81, 447 (2005).
［１０］H. Kiriyama et al., Rev. Laser Eng. 46, 142 (2018).
［１１］N. Forget et al., Opt. Lett. 30, 2921 (2005).
［１２］H. Kiriyama et al., Opt. Lett. 45, 1100 (2020).
［１３］Y.H. Cha et al., Appl. Opt. 46, 6854 (2007).
［１４］F. Tevella et al., New J. Phys. 8, 219 (2006).
［１５］H. Kiriyama et al., Opt. Lett. 45, 2595 (2018).
［１６］P. Tournois, Opt. Commun. 140, 245 (1997).
［１７］C. Thaur et al., Nature Phys. 3, 424 (2007).

J-KAREN-P レーザーの時間コントラスト（実線；〜1 J 出力
［１５］．
時，黒丸；〜10 J 出力時）

１４７

Journal of Plasma and Fusion Research Vol.97, No.3 March 2021

河 中 準 二大阪大学レーザー科学研究所 教授・技術部長．博士（理学）． 究極の パ ワ ー レ ー
ザー が研究のキーワード．

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

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

!!!!!!!!!!

じ

きり

やま

ひろ

みつ

桐 山 博 光量子科学技術研究開発機構 関西光科学研
究所 先端レーザー技術開発グループリー
ダー／上席研究員．１
９９８年大阪大学大学院
工学研究科電気工学専攻修了，博士（工学）．研究分野は，超高強度レーザー及び周辺技術などの研究開発，及びこれらのレーザーを用いた利用研究にも興味を持っている．趣味は旅行，子どもと遊ぶこと．

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

なか じゅん!!!!!!!!!!!!!!

かわ!!!!!!!!!!

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１４８!!!!!!!!!!!!!!!!!!!!!!!!!!

J. Plasma Fusion Res. Vol.97, No.4 (2021)２
２９‐２３１

小特集 ターゲット表面プラズマ密度制御による電子・イオン加速の物理とレーザーパルスコントラスト制御技術

１
１．プラズマミラー研究の世界動向
11. World Trends of Development on Plasma Mirror
有川安信
ARIKAWA Yasunobu
大阪大学レーザー科学研究所（原稿受付：２
０
２
０年１
１月１
５日）

プラズマミラーとはレーザーのパルスコントラストを向上させる手法の一つで，無反射コートガラスにダメージ閾値より十分高い強度のレーザーを当てて，ガラス表面を瞬間的にプラズマ化させて，レーザーをプラズ
マは表面で反射されるというものである．近年世界各地の超高強度レーザーにおいて用いられることが多くなってきた．ここでは大阪大学の例と世界のレーザー施設の動向を俯瞰する．
Keywords:
plasma mirror, high-contrast high-intensity laser

１１．
１ はじめにを透過させてピークのみを反射させることができる．無反本章特集第９章（河仲氏）および第１０章（桐山氏）では，

射コートガラスの反射率は，高精度なものでは 0.01％ まで

レーザー装置内のパルスコントラスト向上のための開発に落とすことができるから，プレパルスは 0.01％ が反射されついて述べられてきた．また，いくつかの章でプラズマミ

る．一方，ピークはプラズマミラーの反射率である７０％でラーについても言及がなされてきた．プラズマミラーは，反射される．すなわち，プラズマミラーを入れることで数比較的簡単に高いパルスコントラストを得ることができる

千倍のパルスコントラスが得られる．レーザー装置に手を優れた手法として知られている．この章では，まずプラズ入れることなく，実験チャンバー内に無反射コートガラス

マミラーの動作原理の解説を行った後，著者らが大阪大学板を挿入するだけで大きなパルスコントラスと改善ができレーザー科学研究所の LFEX レーザーのために開発したプ

る，画期的な手法である．

ラズマミラーについて参考文献［１］を紹介する．その後，

プラズマミラーの動作に原理や理論，実験データついて

国内外の超短パルス超高強度レーザー装置においてプラズ

よくまとめられた参考文献がある［３］．一般的にプラズママミラーが用いられている例を紹介して，世界的な動向を

ミラーの反射率は，あるエネルギーを超えると閾値的に反総括する．

射率が高くなり，レーザーの強度が高いほど反射率も高くなる．パルス幅 10 fs から 1 ps の条件において，レーザーフ
ルーエンス 50 J/cm2〜200 J/cm2 で用いられることが多い．

１１．
２ プラズマミラーの原理
プラズマミラーが発明された歴史は古く，少なくとも

また，プラズマミラーは主に 100 fs 以下の超短パルスで用

１９９４年にローレンスリバモア研究所で実証例がある［２］．

いられることが多い．それはパルス幅が ps 以上長くなる

一般的なミラーやレンズといった光学系は，ダメージ閾値

と，パルス長の間にプラズマミラー面が歪んでしまい，反以下のレーザー強度で，「壊さないように」使うのが普通射レーザー光の波面が崩れ，集光性能が著しく劣化する．

だが，ダメージ閾 値 よ り も１００倍 か ら１０００倍 の 高 強 度のそのため，次の章で紹介する LFEX のようなピコ秒レー

レーザーを照射するとガラス表面が瞬時にプラズマ化しザーの場合，強度が高すぎるとプラズマミラー面の乱れがて，レーザーはプラズマ表面を反射する．図１に模式図を早くなるため，許容レーザーフルーエンスの上限は低くな示す．ガラスの表面がプラズマ化した瞬間は，プラズマ面
はガラスと同じく平坦であるため，プラズマがあたかもミラーとして機能するのである．ガラス板を「壊しながら」用いることで，高強度のレーザーを小さな面積で反射させることができる．このガラス板に無反射コートを施しておけばプラズマ化するまでの時間のレーザーは透過し，プラ
図１

ズマ化すれば瞬間的にミラーに変化するため，プレパルス

プラズマミラーの動作原理．

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

２２９!2021 The Japan Society of Plasma
Science and Nuclear Fusion Research

Journal of Plasma and Fusion Research Vol.97, No.4 April 2021

る．詳細は文献［３］を参考にしていただきたい．プラズマミ
ラーは平面ミラーとして用いるのみならず，球面，楕円面，双極面などのミラーにすることで集光条件を変えることも可能である．

１１．
３ LFEX レーザーにおけるプラズマミラー
ここでは，著者らが開発した LFEX レーザー用のプラズ
マミラーについて紹介する［１］．図２に示すように，球面
プラズマミラーが採用されており，LFEX の元々の集光点であるターゲット中心から 3 mm 離れた点を通り過ぎて，
200 mm 離れたプラズマミラーによって反射されターゲッ
トチャンバー中心に戻る設計になっている．これにより
LFEX レーザーのフォーカス一を最小限の変更にとどめ，プラズマ計測器の設定を変更することなくプラズマミラーの使用が可能となった．プラズマミラーの反射率はプラズ
マミラー面におけるレーザー強度は同等にして，レーザー
エネルギーを下げた条件で，図３（a）のセットアップを用いて計測した．1.5 ps のパルス幅，プラズマミラー面上で50−100 J/cm2 において，50−60％ の反射率が得られている 図３（b）．図３（c）は 反 射 さ れ た ビ ー ム パ タ ン の 比 較
で，一番左は高反射率ミラー（誘電体多層膜ミラー）で反射させた場合，右の３つはプラズマミラーで反射させた場合の比較である．レーザーフルーエンスが 50 J/cm2 のデー
図３ （a）
プラズマミラー反射率測定実験セットアップ，（b）
プラ
ズマミラー反射率とレーザーフルーエンスの関係，（c）
反射したレーザービームパタン．

タは比較的元々のビームの平滑さを保てているのに対して，400 J/cm2，4000 J/cm2 と大きくなるとパタンが顕著に崩れており，強度の強弱が現れている．これらのデータか
ら，LFEX ではプラズマミラーは 50−100 J/cm2 で運用されている．図４にプラズマミラーを入れた時と入れていな
い時の LFEX のターゲット上におけるパルス時間変化を示す．プラズマミラーを用いれば１：１０−１１の超高コントラス
トが得られている．
プラズマミラーを用いてイオン（ここでは陽子が計測されている）加速実験が行われた．図５に実験セットアップ
図と陽子パタンを，ラジオクロミックフィルムを用いて測図２

LFEX における球面プラズマミラーのセットアップと，プラズマミラー動作の瞬間の写真．

２３０

図４

プラズマミラー無し（黒）実測とプラズマミラー有り（赤点）計算の時間プロファイル．

図５

プラズマミラーあり，無しにおける陽子パターンの比較．
プラズマミラー無しの場合レーザーに繊維のような形状の強度分布が生じている．これはプレプラズマ内でのレーザープラズマ相互作用に起因すると考えられている．

Special Topic Article

11. World Trends of Development on Plasma Mirror

Y. Arikawa

定した結果を示す．プラズマミラー無しの場合は，顕著なる．また全自動でプラズマミラーの有り・無しを切り替え

フィラメント状のパターンが確認されるのに対して，プラられるようになっており，実験セットアップを変更するこズマミラーを入れるとフィラメント状のパターンが消え，となくプラズマミラーを挿入することができる．

全体的に平滑なビームが得られている．プラズマミラー無

海外においては，フランスの Saclay 大学のレーザー装置

しの場合，プレプラズマができており，そこに LFEX が入では古くから多数のプラズマミラー装置の開発が盛んであ射してレーザープラズマ相互作用により電磁場構造ができる．プラズマミラーを２段階用いる装置も開発されておており，このようなパターンが陽子に現れたのであろう．

り，世界最高パルスコントラストを実現している［５］．イ

一方プラズマミラーを入れたことでプレプラズマが十分少ギリスのラザフォード研究所でも多数のプラズマミラーのなくなりそのような電場磁場構造が形成されなかったと考実験成果が報告されていて，楕円プラズマミラーによっえられる．平滑な陽子ビームを用いてラジオグラフをとるて，レーザーの集光強度を上げることにも成功している

実験の場合，陽子ビームの平滑さは非常に重要である．ま［６］．韓国のKAERI研究所のレーザー装置でもダブルプラ

た，プラズマミラーを用いたことで，0.1 μm 厚さのプラス

ズマミラーが採用され，世界最高パルスコントラストと世チック膜ターゲットによる陽子ビームの発生にも成功して界最高強度が得られている［７］．

いる．本章特集第６章（蔵満氏）にあったように，ナノメー

このように，プラズマミラーは今では多数の施設で標準トルの超極薄のターゲットを用いた実験を行う場合，プラ的な設備として利用されるようになっている．また大型

ズマミラーは強力なツールとなる．

レーザー装置を，ターゲットチャンバーの中で実験に応じて集光 F 値を変更したり，レーザーの向きを変えたり，

１１．
４ プラズマミラーの世界動向

レーザーを分岐したり，実験のフレキシビリティーを高め

国内においてプラズマミラーが標準使用されているレー

るツールとして，今後も発展していくと考えられる．

ザー装置には，京都大学の T6 レーザーがある．T6 レー

参考文献

ザーはチタンサファイアレーザーで，ターゲット上で最大エネルギー 0.5 J，パルス幅 20 fs，最大集光強度 1020W/cm2［１］Y. Arikawa et al., Appl. Opt. 55, 6850 (2016).
［２］D.M. Gold, Opt. Lett. 19, 23 (1994).
［３］G. Doumy et al., Phys. Rev. E69, 026402 (2004).
［４］S. Inoue et al., Appl. Opt. 55, 1559 (2016).
［５］Anna Lévy et al., Opt. Lett. 32, 310 (2007).
［６］R. Wilson et al., Quantum Beam Sci. 2, 1(2018).
［７］IL. Woo. Choi et al., Opt. Lett. 45, 6342 (2020).

で運用されている．T6 レーザーのプラズマミラーは，繰り返し頻度 10 Hz で連続回転駆動するプラズマミラー装置が開発されている［４］．プラズマミラー使用時も優れたレー
ザースポットを実現しており，プラズマミラーの高い反射率と世界最高レベルのパルスコントラストを実現してい!!!!!!!!!!!!!!

あり

かわ

やす

のぶ

有 川 安 信大阪大学レーザー科学研究所 講師．レー
ザー核融合，中性子計測，中性子工学の研究を行っている．２
０２
１年４月から始まる科
学技術振興機構の創発的研究支援事業に中性子工学のテーマが採択され，これから本格的な実験が始まります．関連の皆様にはお世話になりますがこれからもどうぞ宜しくお願いします．

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

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小特集 ターゲット表面プラズマ密度制御による電子・イオ
ン加速の物理とレーザーパルスコントラスト制御技術!Vol.９
６
‐
１
２
（２
０
２
０）
１．はじめに
有川安信
２．高強度レーザープラズマ相互作用におけるプリプラズ
マの影響
岩田夏弥，千徳靖彦
３．μm 厚ターゲットからのイオン加速
余語覚文
４．ダブルパルス法による電子発生の高効率化−中性子発生への応用−
有川安信!!!!!!!!!!!!!!!!!!!!!!!!!!

!Vol.９
７
‐
０
１
（２
０
２
１）
５．レーザーの時間波形がイオン加速に与える影響
西内満美子
６．グラフェンを用いたレーザーイオン加速
蔵満康浩!Vol.９
７
‐
０
２
（２
０
２
１）
７．レーザーと微細構造をもった媒質との相互作用と密度制御
岸本泰明，松井隆太郎
８．レーザー駆動ベータトロン X 線放射発生
中村浩隆!Vol.９
７
‐
０
３
（２
０
２
１）
９．LFEX‐キロジュール級 CPA レーザーにおける高パル
スコントラスト化技術の開発
河仲準二
１
０．J-KAREN-P レーザーの高コントラスト化 桐山博光
!Vol.９
７
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０
４
（２
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２
１）
１
１．プラズマミラー研究の世界動向

２３１

有川安信