JP3508079B2 - プラズママイクロアンジュレーターの形成方法 - Google Patents
プラズママイクロアンジュレーターの形成方法Info
- Publication number
- JP3508079B2 JP3508079B2 JP21092295A JP21092295A JP3508079B2 JP 3508079 B2 JP3508079 B2 JP 3508079B2 JP 21092295 A JP21092295 A JP 21092295A JP 21092295 A JP21092295 A JP 21092295A JP 3508079 B2 JP3508079 B2 JP 3508079B2
- Authority
- JP
- Japan
- Prior art keywords
- plasma
- laser
- undulator
- density
- wavelength
- Prior art date
- Legal status (The legal status is an assumption and is not a legal conclusion. Google has not performed a legal analysis and makes no representation as to the accuracy of the status listed.)
- Expired - Fee Related
Links
Classifications
-
- H—ELECTRICITY
- H05—ELECTRIC TECHNIQUES NOT OTHERWISE PROVIDED FOR
- H05H—PLASMA TECHNIQUE; PRODUCTION OF ACCELERATED ELECTRICALLY-CHARGED PARTICLES OR OF NEUTRONS; PRODUCTION OR ACCELERATION OF NEUTRAL MOLECULAR OR ATOMIC BEAMS
- H05H7/00—Details of devices of the types covered by groups H05H9/00, H05H11/00, H05H13/00
- H05H7/04—Magnet systems, e.g. undulators, wigglers; Energisation thereof
-
- H—ELECTRICITY
- H05—ELECTRIC TECHNIQUES NOT OTHERWISE PROVIDED FOR
- H05H—PLASMA TECHNIQUE; PRODUCTION OF ACCELERATED ELECTRICALLY-CHARGED PARTICLES OR OF NEUTRONS; PRODUCTION OR ACCELERATION OF NEUTRAL MOLECULAR OR ATOMIC BEAMS
- H05H3/00—Production or acceleration of neutral particle beams, e.g. molecular or atomic beams
- H05H3/04—Acceleration by electromagnetic wave pressure
Landscapes
- Physics & Mathematics (AREA)
- Spectroscopy & Molecular Physics (AREA)
- Engineering & Computer Science (AREA)
- Plasma & Fusion (AREA)
- Optics & Photonics (AREA)
- Electromagnetism (AREA)
- Plasma Technology (AREA)
- Particle Accelerators (AREA)
- Lasers (AREA)
Description
【０００１】
【産業上の利用分野】本発明はプラズママイクロアンジ
ュレーターの形成方法に関する。
ュレーターの形成方法に関する。
【０００２】
【従来の技術】アンジュレーターは相対論的電子ビーム
を永久磁石などの交番磁場を用いて蛇行させ、波長のそ
ろった大強度の放射光を発生するものである。アンジュ
レーターに光共振器を組み合わせると自由電子レーザー
が実現される。自由電子レーザーは、高出力、高輝度、
波長可変、高効率、長寿命といった優れた特徴を有する
光源であり、近年科学研究のみならず半導体デバイスの
加工、同位体分離や放射性廃棄物の処理、医療などの応
用分野でも注目を集めている［シンクロトロン放射利用
技術（（株）サイエンスフォーラム）］。
を永久磁石などの交番磁場を用いて蛇行させ、波長のそ
ろった大強度の放射光を発生するものである。アンジュ
レーターに光共振器を組み合わせると自由電子レーザー
が実現される。自由電子レーザーは、高出力、高輝度、
波長可変、高効率、長寿命といった優れた特徴を有する
光源であり、近年科学研究のみならず半導体デバイスの
加工、同位体分離や放射性廃棄物の処理、医療などの応
用分野でも注目を集めている［シンクロトロン放射利用
技術（（株）サイエンスフォーラム）］。
【０００３】アンジュレーター放射光の波長は磁場の周
期長に比例し、電子ビームのエネルギーの２乗に反比例
する。電子ビームエネルギーをパラメーターとして放射
光の波長とアンジュレーターの周期長との関係を図１に
示す。
期長に比例し、電子ビームのエネルギーの２乗に反比例
する。電子ビームエネルギーをパラメーターとして放射
光の波長とアンジュレーターの周期長との関係を図１に
示す。
【０００４】図１において、縦軸は放射光の波長（μ
ｍ）、横軸は周期長（ｍｍ）である。例えば、２０Ｍｅ
Ｖのエネルギーで可視、紫外光を実現するには約１ｍｍ
の周期長を必要とする。もし、１μｍの周期長が実現で
きれば波長３ｎｍの軟Ｘ線が得られることになる。しか
し、永久磁石を用いた現在の方式では周期長を１０ｍｍ
以下にすることは原理的に困難である［ｉｂｉｄ．第一
篇放射光の基礎］。勢いビームエネルギーが増大し、加
速器は大規模とならざるを得ない。
ｍ）、横軸は周期長（ｍｍ）である。例えば、２０Ｍｅ
Ｖのエネルギーで可視、紫外光を実現するには約１ｍｍ
の周期長を必要とする。もし、１μｍの周期長が実現で
きれば波長３ｎｍの軟Ｘ線が得られることになる。しか
し、永久磁石を用いた現在の方式では周期長を１０ｍｍ
以下にすることは原理的に困難である［ｉｂｉｄ．第一
篇放射光の基礎］。勢いビームエネルギーが増大し、加
速器は大規模とならざるを得ない。
【０００５】最近、これらの問題を解決する画期的な手
段として、プラズママイクロアンジュレーター（以下、
単にプラズマアンジュレーターと称する）が提案された
［Ｒ．Ｆｅｄｅｌｅ，Ｇ．Ｍｉａｎｏ，Ｖ．Ｇ．Ｖａｃ
ｃａｒｏ：Ｐｈｙｓ．Ｓｃｒ．Ｔ３０（１９９０）１９
２；Ｋ．Ｒ．Ｃｈｅｎ，Ｊ．Ｍ．Ｄａｗｓｏｎ：Ｐｈｙ
ｓ．Ｒｅｖ．Ｌｅｔｔ．６８（１９９２）２９；鈴木康
夫：核融合研究６８（１９９２）４８８］。プラズマア
ンジュレーターは、周期的な密度分布（密度リップル）
を有するプラズマに相対論的電子ビームを入射し、誘起
されるイオン空間電荷の交番電場で電子を蛇行させるも
ので、磁場型に比べて格段にコンパクトで短波長の光源
を実現できる可能性がある。
段として、プラズママイクロアンジュレーター（以下、
単にプラズマアンジュレーターと称する）が提案された
［Ｒ．Ｆｅｄｅｌｅ，Ｇ．Ｍｉａｎｏ，Ｖ．Ｇ．Ｖａｃ
ｃａｒｏ：Ｐｈｙｓ．Ｓｃｒ．Ｔ３０（１９９０）１９
２；Ｋ．Ｒ．Ｃｈｅｎ，Ｊ．Ｍ．Ｄａｗｓｏｎ：Ｐｈｙ
ｓ．Ｒｅｖ．Ｌｅｔｔ．６８（１９９２）２９；鈴木康
夫：核融合研究６８（１９９２）４８８］。プラズマア
ンジュレーターは、周期的な密度分布（密度リップル）
を有するプラズマに相対論的電子ビームを入射し、誘起
されるイオン空間電荷の交番電場で電子を蛇行させるも
ので、磁場型に比べて格段にコンパクトで短波長の光源
を実現できる可能性がある。
【０００６】本願発明者の一人（鈴木康夫）は、先に、
平行、或いは逆平行の電流により平面上に多数の糸状プ
ラズマを作り、それによって生ずる周期的磁場分布及び
／又は周期的電場分布により電子ビームを蛇行させるこ
とにより高輝度の光を発生する方法を開発し特許出願し
た（特願平４−１８８５３１号）が、さらに、周期長１
ｍｍ以下、周期数が数十以上の規則的なプラズマ密度リ
ップル又はプラズマスラブ列の実現が期待されている。
平行、或いは逆平行の電流により平面上に多数の糸状プ
ラズマを作り、それによって生ずる周期的磁場分布及び
／又は周期的電場分布により電子ビームを蛇行させるこ
とにより高輝度の光を発生する方法を開発し特許出願し
た（特願平４−１８８５３１号）が、さらに、周期長１
ｍｍ以下、周期数が数十以上の規則的なプラズマ密度リ
ップル又はプラズマスラブ列の実現が期待されている。
【０００７】従来、プラズマ中にレーザーや電子ビーム
を入射し、波動を励起してプラズマ密度を変調すること
によりプラズマ密度リップルを形成する方法が提供され
ている。しかしながら、この方法は、周期長が密度など
のプラズマパラメータに直接依存することや複雑な非線
形効果を含むため、極めて制御が困難であるという問題
がある。
を入射し、波動を励起してプラズマ密度を変調すること
によりプラズマ密度リップルを形成する方法が提供され
ている。しかしながら、この方法は、周期長が密度など
のプラズマパラメータに直接依存することや複雑な非線
形効果を含むため、極めて制御が困難であるという問題
がある。
【０００８】
【発明が解決しようとする課題】本願発明の目的は、こ
のような問題点を解消し、レーザーを用いた新しいプラ
ズマ密度リップルの形成法を提供することである。さら
に、本発明の目的は、極めてコンパクト（大きさ＜１ｃ
ｍ）、短波長の放射光（可視光からＸ線まで）を発生す
ることのできるプラズママイクロアンジュレーターの形
成法を提供することにある。
のような問題点を解消し、レーザーを用いた新しいプラ
ズマ密度リップルの形成法を提供することである。さら
に、本発明の目的は、極めてコンパクト（大きさ＜１ｃ
ｍ）、短波長の放射光（可視光からＸ線まで）を発生す
ることのできるプラズママイクロアンジュレーターの形
成法を提供することにある。
【０００９】
【課題を解決するための手段】本願発明者は，この目的
達成のため鋭意研究の結果、レーザー干渉とレーザー共
鳴イオン化によるプラズマ生成を併用することに想到
し、中性気体にレーザーを照射して光電離によりプラズ
マを生成する際、同一波長のレーザー光２本を干渉さ
せ、光学干渉縞を形成すると、その縞の明暗（すなわ
ち、光子密度の大小）に対応してレーザー共鳴イオン化
法により規則的なプラズマ密度リップルが発生するこ
と、さらに、リップルの周期長は純粋に光学的に決定さ
れ、またプラズマ密度はレーザーパワーと中性気体密度
に比例するので、いすれも容易に制御できること、さら
にレーザー光の高い空間コヒーレンスを反映して、リッ
プルの規則性に特に優れていることを知見し、この知見
に基づいて、本願発明を達成した。
達成のため鋭意研究の結果、レーザー干渉とレーザー共
鳴イオン化によるプラズマ生成を併用することに想到
し、中性気体にレーザーを照射して光電離によりプラズ
マを生成する際、同一波長のレーザー光２本を干渉さ
せ、光学干渉縞を形成すると、その縞の明暗（すなわ
ち、光子密度の大小）に対応してレーザー共鳴イオン化
法により規則的なプラズマ密度リップルが発生するこ
と、さらに、リップルの周期長は純粋に光学的に決定さ
れ、またプラズマ密度はレーザーパワーと中性気体密度
に比例するので、いすれも容易に制御できること、さら
にレーザー光の高い空間コヒーレンスを反映して、リッ
プルの規則性に特に優れていることを知見し、この知見
に基づいて、本願発明を達成した。
【００１０】本発明を、周期長１０〜１００μｍ、周期
数１００〜１０００のプラズマアンジュレーターを実現
するための具体例について説明する。先ず、プラズマア
ンジュレーターの概要を図面について説明する。
数１００〜１０００のプラズマアンジュレーターを実現
するための具体例について説明する。先ず、プラズマア
ンジュレーターの概要を図面について説明する。
【００１１】図２において、１は相対論的電子ビーム、
２はプラズマ密度リップル、３は交番電場による力、４
はアンジュレーター放射光を示す。また、Ｚはプラズマ
のスラブ面に垂直な方向、ｚは電子ビームの進行方向を
示す。相対論的電子ビーム１が周期長ｄ（ｍ）のプラズ
マ密度リップル２に斜め（角度θ）に入射されると
〔Ｋ．Ｒ．Ｃｈｅｎ，Ｊ．Ｍ．Ｄａｗｓｏｎ：Ｐｈｙ
ｓ．Ｒｅｖ．Ｌｅｔｔ．６８（１９９２）２９］、プラ
ズマ電子が排除され残されたイオンの空間電荷によって
矢印のようなビーム方向に対して横向きの交番電場３が
生じる。この交番電場の静電力により電子が蛇行し、ア
ンジュレーター放射光４が生じる。
２はプラズマ密度リップル、３は交番電場による力、４
はアンジュレーター放射光を示す。また、Ｚはプラズマ
のスラブ面に垂直な方向、ｚは電子ビームの進行方向を
示す。相対論的電子ビーム１が周期長ｄ（ｍ）のプラズ
マ密度リップル２に斜め（角度θ）に入射されると
〔Ｋ．Ｒ．Ｃｈｅｎ，Ｊ．Ｍ．Ｄａｗｓｏｎ：Ｐｈｙ
ｓ．Ｒｅｖ．Ｌｅｔｔ．６８（１９９２）２９］、プラ
ズマ電子が排除され残されたイオンの空間電荷によって
矢印のようなビーム方向に対して横向きの交番電場３が
生じる。この交番電場の静電力により電子が蛇行し、ア
ンジュレーター放射光４が生じる。
【００１２】プラズマの密度リップル２は
【数１】
で与えられる。
【００１３】相対論的電子はプラズマ電子に比べて質量
がγ倍大きいので、その軌道からプラズマ電子をはじき
とばす。ここで、
がγ倍大きいので、その軌道からプラズマ電子をはじき
とばす。ここで、
【数２】
である。
【００１４】この時、プラズマの応答は、密度の大小に
応じて次の２通りが考えられる。 Ａ）ｎｂ＞ｎ０（空間電荷領域）：電子ビームの通過に
よりプラズマ電子がすべて排除され、残されたイオンリ
ップル中を電子ビームが走ることになり、ビーム電子は
横方向の交番静電力
応じて次の２通りが考えられる。 Ａ）ｎｂ＞ｎ０（空間電荷領域）：電子ビームの通過に
よりプラズマ電子がすべて排除され、残されたイオンリ
ップル中を電子ビームが走ることになり、ビーム電子は
横方向の交番静電力
【数３】
を受けて蛇行する。
【００１４】ここで、
【数４】
である。
【００１５】電子ビームはイオンリップルに対しθの角
度で入射するので、電子の感じる交番力の周期長λｕは
リップルの周期長ｄの１／ｃｏｓθ倍になることに注意
する ので、以後ｄを中心に考えてゆく。
度で入射するので、電子の感じる交番力の周期長λｕは
リップルの周期長ｄの１／ｃｏｓθ倍になることに注意
する ので、以後ｄを中心に考えてゆく。
【００１６】Ｂ）ｎｂ＜ｎ０（イメージ電荷領域）：電
子ビームにより排除されるプラズマ電子の割合は小さ
く、プラズマは中性を保っている。この時プラズマを完
全導体とみなすと、電子ビームがリップル間を通過する
とき、プラズマ表面に正のイメージ電荷が誘導され、こ
れらイメージ電荷とビーム負電荷との間に交番静電力が
発生する［鈴木康夫：ＪＡＥＲＩ−Ｍ−９５−００
９］。
子ビームにより排除されるプラズマ電子の割合は小さ
く、プラズマは中性を保っている。この時プラズマを完
全導体とみなすと、電子ビームがリップル間を通過する
とき、プラズマ表面に正のイメージ電荷が誘導され、こ
れらイメージ電荷とビーム負電荷との間に交番静電力が
発生する［鈴木康夫：ＪＡＥＲＩ−Ｍ−９５−００
９］。
【００１７】磁場型アンジュレーターからの放射光の波
長は、ビーム軸上で
長は、ビーム軸上で
【数５】
と与えられる。ここでｎは高調波の次数、λｕ＝２π／
ｋｕは磁場の周期長である。
ｋｕは磁場の周期長である。
【００１８】Ｋはアンジュレーターを特徴づける重要な
アンジュレーター係数で、
アンジュレーター係数で、
【数６】
ぶ。
【００１９】放射光のスペクトルは、Ｋ≫１では多くの
高調波を含み、巾の広いものとなる 周期数として
高調波を含み、巾の広いものとなる 周期数として
【数７】
ュレーター放射光は指向性が強く、スペクトル巾が狭い
という優れた性質を有する。
という優れた性質を有する。
【００２０】一方、放射強度がＫ２に比例するのでＫを
過度に小さく取ることは実用的でない。本発明において
は、０．１＜Ｋ＜１のプラズマアンジュレーターを目標
とする。プラズマアンジュレーターは式（４）のＫの中
のローレンツ力−ｅｃＢ０を空間荷電による静電力、ｅ
Ｅ０で置き換えたものと考えればよい。
過度に小さく取ることは実用的でない。本発明において
は、０．１＜Ｋ＜１のプラズマアンジュレーターを目標
とする。プラズマアンジュレーターは式（４）のＫの中
のローレンツ力−ｅｃＢ０を空間荷電による静電力、ｅ
Ｅ０で置き換えたものと考えればよい。
【００２１】レーザー光の干渉による干渉縞の形成の概
要を図面について説明する。図３において、Ａは半透
鏡、Ｂは全反射鏡、５はレーザーの平行光、６は電子ビ
ームを示す。レーザーの平行光５を半透鏡Ａと全反射鏡
Ｂとで反射し、交差すると交差部に干渉縞が現れる。半
透鏡Ａと全反射鏡Ｂの角度を調節することにより、交差
角φを変化する。すなわち、単一波長レーザーの平行光
５を半透鏡Ａと全反射鏡Ｂとで反射し、強度の等しい２
本のレーザー光に分け小角（φ＜数度）で交差し、干渉
させると、明暗の干渉縞７が現れる。ＶＴは紙面の上か
ら見た干渉縞の図で、ｘ方向はプラズマスラブ面に垂直
な方向をとり、紙面上にあり、ｙ、ｚはそれと直交する
方向軸、ｚは紙面に垂直方向である。なお、ｘ方向は図
２における矢印Ｚに相当する。ＶＳは横から見た干渉縞
の図で、電子ビーム６は下から上に突き抜けているもの
で、矢印６は図２のｚに相当する。この領域に適当な中
性気体を導入すると、光子密度に比例してプラズマが生
成されるので、干渉縞の明暗に対応した規則的なプラズ
マ密度リップルが形成されることになる。
要を図面について説明する。図３において、Ａは半透
鏡、Ｂは全反射鏡、５はレーザーの平行光、６は電子ビ
ームを示す。レーザーの平行光５を半透鏡Ａと全反射鏡
Ｂとで反射し、交差すると交差部に干渉縞が現れる。半
透鏡Ａと全反射鏡Ｂの角度を調節することにより、交差
角φを変化する。すなわち、単一波長レーザーの平行光
５を半透鏡Ａと全反射鏡Ｂとで反射し、強度の等しい２
本のレーザー光に分け小角（φ＜数度）で交差し、干渉
させると、明暗の干渉縞７が現れる。ＶＴは紙面の上か
ら見た干渉縞の図で、ｘ方向はプラズマスラブ面に垂直
な方向をとり、紙面上にあり、ｙ、ｚはそれと直交する
方向軸、ｚは紙面に垂直方向である。なお、ｘ方向は図
２における矢印Ｚに相当する。ＶＳは横から見た干渉縞
の図で、電子ビーム６は下から上に突き抜けているもの
で、矢印６は図２のｚに相当する。この領域に適当な中
性気体を導入すると、光子密度に比例してプラズマが生
成されるので、干渉縞の明暗に対応した規則的なプラズ
マ密度リップルが形成されることになる。
【００２２】今、２本のレーザ〜光を平面波としてそれ
ぞれ
ぞれ
【数８】
で表すと、干渉後の光強度Ｉは
【数９】
となるので、干渉縞の周期長ｄ（ｍ）は周知の公式
【数１０】
で表される。
【００２３】ここで重要な点は、周期長ｄがレーザー波
長λＬと交差角θの両方で制御できることである。しか
し、後に述べるように、共鳴イオン化法によるプラズマ
生成では利用するエネルギー準位によってレーザー波長
が固定されるために、角度φでのみ制御可能になる。典
型的なレーザー波長にたいする交差角φと周期長ｄとの
関係を図４に示す。
長λＬと交差角θの両方で制御できることである。しか
し、後に述べるように、共鳴イオン化法によるプラズマ
生成では利用するエネルギー準位によってレーザー波長
が固定されるために、角度φでのみ制御可能になる。典
型的なレーザー波長にたいする交差角φと周期長ｄとの
関係を図４に示す。
【００２４】図において、横軸はレーザー光の交差角
φ、縦軸は干渉縞の周期長ｄ（μｍ）である。例えば、
波長３７０．９ｎｍのレーザー光をφ＝２°で交差させ
るとｄ＝１０μｍとなる。最近、高エネルギー電子ビー
ムのビーム径を診断する装置にレーザー干渉縞を応用す
る方法が提案された［Ｔ．Ｓｈｉｎｔａｋｅ：Ｎｕｃ
ｌ．Ｉｎｓｔｒｕｍ．Ｍｅｔｈｏｄｓ Ａ３１１（１９
９２）４５３；新竹積：パリティ、８（１９９３）４
６］。図３に挿入された写真は該方法におけるＹＡＧレ
ーザー（λ＝１．０６４μｍ）を用いて周期長２００μ
ｍの干渉縞を形成したものである。
φ、縦軸は干渉縞の周期長ｄ（μｍ）である。例えば、
波長３７０．９ｎｍのレーザー光をφ＝２°で交差させ
るとｄ＝１０μｍとなる。最近、高エネルギー電子ビー
ムのビーム径を診断する装置にレーザー干渉縞を応用す
る方法が提案された［Ｔ．Ｓｈｉｎｔａｋｅ：Ｎｕｃ
ｌ．Ｉｎｓｔｒｕｍ．Ｍｅｔｈｏｄｓ Ａ３１１（１９
９２）４５３；新竹積：パリティ、８（１９９３）４
６］。図３に挿入された写真は該方法におけるＹＡＧレ
ーザー（λ＝１．０６４μｍ）を用いて周期長２００μ
ｍの干渉縞を形成したものである。
【００２５】交差角φを変えて周期長を調整する場合、
鏡Ａ−Ｂ間の距離ＩＡＢを固定すると、干渉領域までの
距離Ｉが
鏡Ａ−Ｂ間の距離ＩＡＢを固定すると、干渉領域までの
距離Ｉが
【数１１】
と変化し、電子ビームが干渉領域から外れてしまう。Ｉ
を固定するには、鏡Ａ、Ｂの角度と距離を同時に変えな
ければならない。それには、
を固定するには、鏡Ａ、Ｂの角度と距離を同時に変えな
ければならない。それには、
【数１２】
とすればよい。
【００２６】干渉領域の大きさはレーザー光の直径Ｄと
パルス長Ｌで決まる。典型的な長パルス（Ｌ＞Ｄ）の場
合、干渉領域の有効体積はＶ＝Ｄ３である。したがっ
て、密度リップルの周期数Ｎとレーザー光のパルス時間
巾τＬはそれぞれ
パルス長Ｌで決まる。典型的な長パルス（Ｌ＞Ｄ）の場
合、干渉領域の有効体積はＶ＝Ｄ３である。したがっ
て、密度リップルの周期数Ｎとレーザー光のパルス時間
巾τＬはそれぞれ
【数１３】
となる。
【００２７】一方、超短パルス（Ｌ≪Ｄ）では、干渉領
域は厚さＬ／ｓｉｎ（φ／２）の板状になり、
域は厚さＬ／ｓｉｎ（φ／２）の板状になり、
【数１４】
となる。
【００２８】自由空間を伝搬するレーザー光は、通常ガ
ウス型の強度プロファイル（∞ｅｘｐ（−ｒ２／
ｒ０ ２））を持つ［霜田光一：レーザー物理入門（岩波
書店）１９８３，Ｐ６２］。この場合、干渉領域の中心
部と周辺部とでは干渉縞の強度が異なる。密度の一様な
プラズマアンジュレーターを実現するには、中心付近
（ｒ＜ｒ０）のみを切り出して用いる工夫が必要であ
る。
ウス型の強度プロファイル（∞ｅｘｐ（−ｒ２／
ｒ０ ２））を持つ［霜田光一：レーザー物理入門（岩波
書店）１９８３，Ｐ６２］。この場合、干渉領域の中心
部と周辺部とでは干渉縞の強度が異なる。密度の一様な
プラズマアンジュレーターを実現するには、中心付近
（ｒ＜ｒ０）のみを切り出して用いる工夫が必要であ
る。
【００２９】また、これまで平行光線の干渉を考えてき
たが、一方のレーザー光（Ｕ２）を焦点距離の長い凹面
鏡で集光すると、平面波と球面波の干渉となり〔レーザ
ー学会編：レーザーハンドブック（オーム社）１９８
２］、干渉縞のピッチが空間的に変化する。この配位
は、周期長を空間的に制御することによりテーパーアン
ジュレーターに応用できる可能性がある。しかし、平面
波と球面波の干渉では干渉縞も平面でなく球面になる。
プラズマアンジュレーターのように電子ビームを斜めに
入射する場合、ビームとプラズマ密度リップルとの交差
角θがビーム軌道に沿って変化することになり、不都合
が生じる可能性がある。ただし、この場合でも、周期長
の変調率δｌｎ（ｄ）を現実的な１％程度とすれば、上
記の効果は無視できると考えられる。２本のレーザー光
をともに集光する場合には、上記の効果は特に顕著にな
る。
たが、一方のレーザー光（Ｕ２）を焦点距離の長い凹面
鏡で集光すると、平面波と球面波の干渉となり〔レーザ
ー学会編：レーザーハンドブック（オーム社）１９８
２］、干渉縞のピッチが空間的に変化する。この配位
は、周期長を空間的に制御することによりテーパーアン
ジュレーターに応用できる可能性がある。しかし、平面
波と球面波の干渉では干渉縞も平面でなく球面になる。
プラズマアンジュレーターのように電子ビームを斜めに
入射する場合、ビームとプラズマ密度リップルとの交差
角θがビーム軌道に沿って変化することになり、不都合
が生じる可能性がある。ただし、この場合でも、周期長
の変調率δｌｎ（ｄ）を現実的な１％程度とすれば、上
記の効果は無視できると考えられる。２本のレーザー光
をともに集光する場合には、上記の効果は特に顕著にな
る。
【００３０】レーザーによるプラズマの生成
レーザー干渉領域に中性気体を導入することにより、プ
ラズマ密度リップルを形成する。従来の放電と比較した
場合、レーザーを用いたプラズマ生成法は、空間的、電
気的に孤立したプラズマを無電流で生成できること、電
子温度が低く、密度の一様なプラズマが得られること、
などの特徴を有する。
ラズマ密度リップルを形成する。従来の放電と比較した
場合、レーザーを用いたプラズマ生成法は、空間的、電
気的に孤立したプラズマを無電流で生成できること、電
子温度が低く、密度の一様なプラズマが得られること、
などの特徴を有する。
【００３１】ここでは、特に、重金属を加熱蒸発し、超
音速の金属蒸気流として導入することを検討する。金属
蒸気流を用いる利点としては、 （１）通常の気体の場合、非電離成分が真空容器内を拡
散し、加速器などの超高真空システムに流入するので、
大規模な差動排気が必要になる。これに対し金属蒸気流
では、非電離成分は容器壁（水冷）に付着し、固体化す
るので真空システムに影響を与えない。 （２）蒸気源を工夫することにより低温で超音速の蒸気
流を生成できる。この場合、干渉領域の直前にアパーチ
ャを置くことにより、蒸気流の寸法（結局、プラズマの
寸法）を調整できる。レーザー光によるイオン化は干渉
領域以外でも起こり得る。干渉領域の外側で作られるプ
ラズマは、当然周期構造を持たないので、予め蒸気流を
干渉領域の寸法（＝Ｄ）より小さく制限しておくことが
重要である。 （３）多くの元素が室温で固体であるので、選択の範囲
が広い。 （４）特に重い元素を用いる利点としては、プラズマア
ンジュレーターではイオン空間電荷の周期構造が相対論
的電子ビームとの相互作用の間維持されている必要があ
るが、そのためには、イオンの質量は大きい方がよい。
また、重元素ほどイオン化エネルギーが低下する傾向が
あるので、より電離し易い。
音速の金属蒸気流として導入することを検討する。金属
蒸気流を用いる利点としては、 （１）通常の気体の場合、非電離成分が真空容器内を拡
散し、加速器などの超高真空システムに流入するので、
大規模な差動排気が必要になる。これに対し金属蒸気流
では、非電離成分は容器壁（水冷）に付着し、固体化す
るので真空システムに影響を与えない。 （２）蒸気源を工夫することにより低温で超音速の蒸気
流を生成できる。この場合、干渉領域の直前にアパーチ
ャを置くことにより、蒸気流の寸法（結局、プラズマの
寸法）を調整できる。レーザー光によるイオン化は干渉
領域以外でも起こり得る。干渉領域の外側で作られるプ
ラズマは、当然周期構造を持たないので、予め蒸気流を
干渉領域の寸法（＝Ｄ）より小さく制限しておくことが
重要である。 （３）多くの元素が室温で固体であるので、選択の範囲
が広い。 （４）特に重い元素を用いる利点としては、プラズマア
ンジュレーターではイオン空間電荷の周期構造が相対論
的電子ビームとの相互作用の間維持されている必要があ
るが、そのためには、イオンの質量は大きい方がよい。
また、重元素ほどイオン化エネルギーが低下する傾向が
あるので、より電離し易い。
【００３２】これらの蒸気原子をレーザー光で効率的に
電離し、高密度プラズマを得る方法として、以下の方法
を検討する。ここで想定されるプラズマパラメータは、
周期ｄ＝１０〜１００μｍ、体積Ｖ＝Ｄ３〜（数ｍｍ）
３、密度１０１４〜１０１５ｃｍ３である。
電離し、高密度プラズマを得る方法として、以下の方法
を検討する。ここで想定されるプラズマパラメータは、
周期ｄ＝１０〜１００μｍ、体積Ｖ＝Ｄ３〜（数ｍｍ）
３、密度１０１４〜１０１５ｃｍ３である。
【００３３】本発明において使用する共鳴イオン化法に
ついて説明する。これは、プラズマアンジュレーターへ
の応用では干渉縞は単周期でかつ静止している必要があ
るので、大出力の複数の波長を用いることができないこ
とから採用するものでプラズマアンジュレーターのイオ
ン化法として最適の方法である。この方法は、レーザー
同位体分離において目的の同位体を選択的にイオン化
し、分離濃縮するために研究開発された方法である。元
素のイオン化エネルギーは最小のセシウムでさえ３．９
ｅＶで、重元素でも５〜１０ｅＶと大きく、共鳴波長が
１２０〜２５０ｎｍと真空紫外領域に入ってしまう。こ
のような短波長領域で大電力の可変波長レーザーを得る
ことは困難である。そこで、原子中の軌道を周回する電
子を光子１個でイオン化するのではなく、一度イオン化
し易いように軌道の大きな状態、つまりエネルギーの高
い状態に一つの光子で上げ（励起し）、その後に、もう
一度他の光子で励起（イオン化、つまり電子を原子の周
りの軌道から放す）すれば、比較的長い波長の２つの光
子でイオン化（電離）できる。
ついて説明する。これは、プラズマアンジュレーターへ
の応用では干渉縞は単周期でかつ静止している必要があ
るので、大出力の複数の波長を用いることができないこ
とから採用するものでプラズマアンジュレーターのイオ
ン化法として最適の方法である。この方法は、レーザー
同位体分離において目的の同位体を選択的にイオン化
し、分離濃縮するために研究開発された方法である。元
素のイオン化エネルギーは最小のセシウムでさえ３．９
ｅＶで、重元素でも５〜１０ｅＶと大きく、共鳴波長が
１２０〜２５０ｎｍと真空紫外領域に入ってしまう。こ
のような短波長領域で大電力の可変波長レーザーを得る
ことは困難である。そこで、原子中の軌道を周回する電
子を光子１個でイオン化するのではなく、一度イオン化
し易いように軌道の大きな状態、つまりエネルギーの高
い状態に一つの光子で上げ（励起し）、その後に、もう
一度他の光子で励起（イオン化、つまり電子を原子の周
りの軌道から放す）すれば、比較的長い波長の２つの光
子でイオン化（電離）できる。
【００３４】同一波長の光子を用いる場合を１波長２段
階イオン化と言い、共鳴イオン化法は、この波長を最初
の励起が丁度し易い波長に選んで行う方法に外ならな
い。レーザー同位体分離の基礎研究においては、ガドリ
ニウム、ネオジムなどの金属蒸気原子を１本のレーザー
光でイオン化する１波長多段階イオン化スキームが開発
されている［ＳＨＩＢＡＴＡ ＥＴ ＡＬ：ＪＡＥＲＩ
−Ｍ−９０−１６２（１９９０）；ＪＡＥＲＩ−Ｍ−９
４−０２５（１９９４）］。
階イオン化と言い、共鳴イオン化法は、この波長を最初
の励起が丁度し易い波長に選んで行う方法に外ならな
い。レーザー同位体分離の基礎研究においては、ガドリ
ニウム、ネオジムなどの金属蒸気原子を１本のレーザー
光でイオン化する１波長多段階イオン化スキームが開発
されている［ＳＨＩＢＡＴＡ ＥＴ ＡＬ：ＪＡＥＲＩ
−Ｍ−９０−１６２（１９９０）；ＪＡＥＲＩ−Ｍ−９
４−０２５（１９９４）］。
【００３５】これにより比較的長い波長のレーザー出力
を大巾に軽減することができる。具体的な例としては、
を大巾に軽減することができる。具体的な例としては、
【数１５】
などがある。
【００３６】一般に、３段階より２段階の方がイオン化
断面積が大きい。特に、ＮｄのλＬ＝４４１．９６ｎ
ｍ、２段階スキームが有望である。ここに、実験装置の
概略を図５に、Ｎｄの１波長２段階イオン化スキームの
例を図６に示す。
断面積が大きい。特に、ＮｄのλＬ＝４４１．９６ｎ
ｍ、２段階スキームが有望である。ここに、実験装置の
概略を図５に、Ｎｄの１波長２段階イオン化スキームの
例を図６に示す。
【００３７】図５において、８は水冷された真空容器、
９は真空排気系、１０はアパーチャ板、１１は蒸発源、
１２は偏向磁石、１３は相対論的電子ビーム、１４は可
変波長レーザー、１５はコリメートされた蒸気流、１６
はレーザー光ダンプ、１７は放射光、１８はプラズマア
ンジュレーターを示す。すなわち、（１）外壁を水冷し
た真空容器８の底部に蒸発源１１を設置し、金属蒸気流
を発生する。（２）アパーチャ板１０を通し、蒸気流の
横寸法を約１ｃｍ×１ｃｍとする。（３）入射ポートか
ら相対論的電子ビーム１３を蒸気流１５にほぼ垂直に入
射する。（４）可変波長レーザーの平行光１４を図３の
光学系を利用して蒸気流１５の中で干渉させる。ここ
で、レーザー光の波長は蒸気原子を共鳴イオン化するよ
うに選択されている。直ちにプラズマ密度リップルが形
成され、電子ビームとの相互作用によりアンジュレータ
ー放射光が発生する。（５）電子ビームは偏向磁石１２
により曲げられ、回収されるが、放射光は窓を通して取
り出され、利用される。
９は真空排気系、１０はアパーチャ板、１１は蒸発源、
１２は偏向磁石、１３は相対論的電子ビーム、１４は可
変波長レーザー、１５はコリメートされた蒸気流、１６
はレーザー光ダンプ、１７は放射光、１８はプラズマア
ンジュレーターを示す。すなわち、（１）外壁を水冷し
た真空容器８の底部に蒸発源１１を設置し、金属蒸気流
を発生する。（２）アパーチャ板１０を通し、蒸気流の
横寸法を約１ｃｍ×１ｃｍとする。（３）入射ポートか
ら相対論的電子ビーム１３を蒸気流１５にほぼ垂直に入
射する。（４）可変波長レーザーの平行光１４を図３の
光学系を利用して蒸気流１５の中で干渉させる。ここ
で、レーザー光の波長は蒸気原子を共鳴イオン化するよ
うに選択されている。直ちにプラズマ密度リップルが形
成され、電子ビームとの相互作用によりアンジュレータ
ー放射光が発生する。（５）電子ビームは偏向磁石１２
により曲げられ、回収されるが、放射光は窓を通して取
り出され、利用される。
【００３８】今、密度ｎ０（ｍ３）、大きさＤ（ｍ）の
蒸気流にパワー密度Ｊ０（Ｗｍ−２）の共鳴レーザー光
を入射すると、蒸気原子のイオン化に伴いレーザー光の
パワー密度は
蒸気流にパワー密度Ｊ０（Ｗｍ−２）の共鳴レーザー光
を入射すると、蒸気原子のイオン化に伴いレーザー光の
パワー密度は
【数１６】
の様に変化する。
【００３９】ここではｓはレーザー光に沿った距離、ｌ
ｉはイオン化の平均自由行程、σｉはイオン化面積であ
る。
ｉはイオン化の平均自由行程、σｉはイオン化面積であ
る。
【００４０】一方、生成プラズマ密度はｎｐ（ｍ３）は
【数１７】
で求められる。
【００４１】したがって、与えられたレーザーパワーで
高密度のプラズマを効率的に生成するためには、式（１
６）においてｌｉを小さく、τＬを大きく取ればよい。
しかし、ｌｉを過度に小さく取ると、プラズマアンジュ
レーターにとって本質的なプラズマ密度の空間的一様性
が失われる可能性がある。そこで共鳴イオン化法では、
レーザーエネルギー密度Ｊ０τＬ（Ｊｍ−２）を十分大
きくし、飽和領域でｎｐ＝ｎ０の強電離プラズマを生成
する。この時プラズマ密度の空間分布は蒸気密度の分布
を反映し、十分一様になる。
高密度のプラズマを効率的に生成するためには、式（１
６）においてｌｉを小さく、τＬを大きく取ればよい。
しかし、ｌｉを過度に小さく取ると、プラズマアンジュ
レーターにとって本質的なプラズマ密度の空間的一様性
が失われる可能性がある。そこで共鳴イオン化法では、
レーザーエネルギー密度Ｊ０τＬ（Ｊｍ−２）を十分大
きくし、飽和領域でｎｐ＝ｎ０の強電離プラズマを生成
する。この時プラズマ密度の空間分布は蒸気密度の分布
を反映し、十分一様になる。
【００４２】ここで必要なレーザーエネルギーを概算す
ると、例えば、密度１０１５ｃｍ−３、体積Ｖ＝Ｄ３＝
１ｃｍ３のＮｄプラズマを生成するに要するイオン化エ
ネルギーは
ると、例えば、密度１０１５ｃｍ−３、体積Ｖ＝Ｄ３＝
１ｃｍ３のＮｄプラズマを生成するに要するイオン化エ
ネルギーは
【数１８】
である。効率ηＬは、０．１から２波長では０．８〜
０．９に達することもある。例えば、ηＬ＝０．１の
時、レーザーエネルギーは９ｍＪとなる。これは現在の
パルス色素レーザーや固体レーザーの技術で十分達成で
きる。
０．９に達することもある。例えば、ηＬ＝０．１の
時、レーザーエネルギーは９ｍＪとなる。これは現在の
パルス色素レーザーや固体レーザーの技術で十分達成で
きる。
【００４３】さらに最近、２波長２段階イオン化スキー
ム、すなわち、最初１本のレーザー光で原子を励起し、
次に別のレーザー光でイオン化し、この２本目のイオン
化レーザー光を２本に分け干渉させれば密度リップルは
このイオン化レーザーの干渉で決まることが発見されて
いる。
ム、すなわち、最初１本のレーザー光で原子を励起し、
次に別のレーザー光でイオン化し、この２本目のイオン
化レーザー光を２本に分け干渉させれば密度リップルは
このイオン化レーザーの干渉で決まることが発見されて
いる。
【００４４】次に、具体的に周期長ｄ＝１０〜１００μ
ｍ、周期数Ｎ＝１００〜１０００σプラズマアンジュレ
ーターの形成についての問題点を検討する。プラズマ
は、１波長（４４１．９６ｎｍ）２段階の共鳴イオン化
法でＮｄプラズマとする。ｎｂ＞ｎ０（空間電荷領域）
およびｎｂ≦ｎ０（イメージ電荷領域）の条件下で、一
様な電子ビームおよび短バンチビームを入射した場合の
運動方程式を個別に解析し、アンジュレーター定数Ｋの
表式と必要なプラズマ密度ｎｐの値を具体的に求め、そ
の結果を表１に示す。
ｍ、周期数Ｎ＝１００〜１０００σプラズマアンジュレ
ーターの形成についての問題点を検討する。プラズマ
は、１波長（４４１．９６ｎｍ）２段階の共鳴イオン化
法でＮｄプラズマとする。ｎｂ＞ｎ０（空間電荷領域）
およびｎｂ≦ｎ０（イメージ電荷領域）の条件下で、一
様な電子ビームおよび短バンチビームを入射した場合の
運動方程式を個別に解析し、アンジュレーター定数Ｋの
表式と必要なプラズマ密度ｎｐの値を具体的に求め、そ
の結果を表１に示す。
【００４５】
【表１】
すなわち、表１は各種電子ビームの形態におけるアンジ
ュレーター定数Ｋ、周期長ｄ、プラズマ密度ｎｐの関係
を示し、ここで、ｒｏ、Ｌｏは電子ビームパンチの半径
と長さである。
ュレーター定数Ｋ、周期長ｄ、プラズマ密度ｎｐの関係
を示し、ここで、ｒｏ、Ｌｏは電子ビームパンチの半径
と長さである。
【００４６】アンジュレーターの放射強度はＫ２に比例
するので、Ｋを過度に小さく取ることは効率的でない。
実用的には、Ｋ＝０．１とすると、表１から最大１０
１５ｃｍ−３のプラズマを生成できれば、全ての条件が
満たされることがわかる。前記のようにレーザーを用い
て密度１０１５ｃｍ−３のプラズマが生成可能である。
するので、Ｋを過度に小さく取ることは効率的でない。
実用的には、Ｋ＝０．１とすると、表１から最大１０
１５ｃｍ−３のプラズマを生成できれば、全ての条件が
満たされることがわかる。前記のようにレーザーを用い
て密度１０１５ｃｍ−３のプラズマが生成可能である。
【００４７】プラズマ密度リップルの持続時間
共鳴イオン化プラズマの電子温度はげ０．０１〜０．０
５ｅＶと低く、イオン温度に比べて無視できる。さら
に、イオン温度は蒸気温度に等しい。蒸気温度は蒸発源
（約２０００Ｋ）から金属蒸気流が膨張、冷却する過程
で決まるが、典型的には５００Ｋ程度である。密度リッ
プルの持続時間τｒはイオンが熱速度で１／２周期長を
走る時間と考えることができる。
５ｅＶと低く、イオン温度に比べて無視できる。さら
に、イオン温度は蒸気温度に等しい。蒸気温度は蒸発源
（約２０００Ｋ）から金属蒸気流が膨張、冷却する過程
で決まるが、典型的には５００Ｋ程度である。密度リッ
プルの持続時間τｒはイオンが熱速度で１／２周期長を
走る時間と考えることができる。
【００４８】一方、レーザー光のパルス巾はτｒにより
制限を受け、
制限を受け、
【数１９】
となる。これは、ｄ＝１０μｍの時３０ｎｓ、５０μｍ
の時１５０ｎｓ、１００μｍの時３００ｎｓと十分実現
可能な値である。蒸気源の選択によりさらに蒸気温度を
下げることも可能である。
の時１５０ｎｓ、１００μｍの時３００ｎｓと十分実現
可能な値である。蒸気源の選択によりさらに蒸気温度を
下げることも可能である。
【００４９】蒸気原子との衝突による電子ビームの減衰
高エネルギー電子の散乱はラザフォード散乱が支配的
で、その断面積は
で、その断面積は
【数２０】
と与えられる。ここで、Ｚａは原子番号、ｒｅは電子の
古典半径、θは散乱角である。
古典半径、θは散乱角である。
【００５０】例えば、γ＝４０（２０ＭｅＶ）、Ｚａ＝
４１、蒸気原子密度ｎ０＝３×１０１６ｃｍ−３（１Ｔ
ｏｒｒ）、Ｌ＝１ｃｍ、θ＝ビーム半径５０μｍ／Ｌ＝
１／１００と仮定すると、電子ビームの減衰率Δｎｅ／
ｎｅは
４１、蒸気原子密度ｎ０＝３×１０１６ｃｍ−３（１Ｔ
ｏｒｒ）、Ｌ＝１ｃｍ、θ＝ビーム半径５０μｍ／Ｌ＝
１／１００と仮定すると、電子ビームの減衰率Δｎｅ／
ｎｅは
【数２１】
となる。１Ｔｏｒｒの蒸気圧でこの程度であるから、散
乱の影響は少ないと言うことができる。
乱の影響は少ないと言うことができる。
【００５１】アンジュレーターの動作周波数
プラズマアンジュレーターは一度電子ビームと相互作用
すると、壊れると考えられる。次に密度リップルを生成
するまでに必要な時間からアンジュレーターの動作周波
数の上限を決めることができる。プラズマの蒸気流と同
じ速度ｕ０＝７００〜１０００ｍ／ｓで上方に流れてい
る。したがって、このプラズマが干渉領域（〜Ｄ）から
流出する時間は、Ｄ／ｕ０である。
すると、壊れると考えられる。次に密度リップルを生成
するまでに必要な時間からアンジュレーターの動作周波
数の上限を決めることができる。プラズマの蒸気流と同
じ速度ｕ０＝７００〜１０００ｍ／ｓで上方に流れてい
る。したがって、このプラズマが干渉領域（〜Ｄ）から
流出する時間は、Ｄ／ｕ０である。
【００５２】レーザーによるプラズマ生成時間はほぼパ
ルス巾τｒであり、これはＤ／ｕ０に比べ無視できる程
小さいので、結局、逆数のｕ０／Ｄが動作周波数を与え
る。Ｄ＝１ｃｍ、ｕ０＝１０００ｍ／ｓとして
ルス巾τｒであり、これはＤ／ｕ０に比べ無視できる程
小さいので、結局、逆数のｕ０／Ｄが動作周波数を与え
る。Ｄ＝１ｃｍ、ｕ０＝１０００ｍ／ｓとして
【数２２】
である。現在利用可能な可変波長レーザー（色素レーザ
ー、チタンサファイアレーザーなど）の繰り返し周波数
は１００ｋＨｚに達していないので、式（２２）は十分
な値と言うことができる。
ー、チタンサファイアレーザーなど）の繰り返し周波数
は１００ｋＨｚに達していないので、式（２２）は十分
な値と言うことができる。
【００５３】具体的に、大きさＤ＜１ｃｍ、周期長ｄ＝
１０〜１００μｍ、周波数Ｎ＝１００〜１０００のプラ
ズマアンジュレーターを実現する上での問題点を検討し
た結果、必要なレーザー光のエネルギーと波長、光学系
の工夫、密度リップルの寿命、散乱による電子損失、動
作周波数、いずれも現在の技術で達成可能であることが
分かった。プラズマ密度の微細な周期構造を作ること
は、単にアンジュレーターだけでなく、プラズマを用い
た粒子加速器への応用も検討されている。
１０〜１００μｍ、周波数Ｎ＝１００〜１０００のプラ
ズマアンジュレーターを実現する上での問題点を検討し
た結果、必要なレーザー光のエネルギーと波長、光学系
の工夫、密度リップルの寿命、散乱による電子損失、動
作周波数、いずれも現在の技術で達成可能であることが
分かった。プラズマ密度の微細な周期構造を作ること
は、単にアンジュレーターだけでなく、プラズマを用い
た粒子加速器への応用も検討されている。
【図１】アンジュレーターの周期長と放射光の波長との
関係を示すグラフ。
関係を示すグラフ。
【図２】プラズマアンジュレーターの概要説明図。
【図３】レーザー光の２波干渉による干渉縞の形成を説
明する図。
明する図。
【図４】レーザー光の交差角φと干渉縞の周期長ｄの関
係を示すグラフ。
係を示すグラフ。
【図５】レーザー干渉・共鳴イオン化法によるプラズマ
アンジュレーターの概要図。
アンジュレーターの概要図。
【図６】ネオジムの１波長２段階共鳴イオン化スキーム
を示す図。
を示す図。
１ 相対論的電子ビーム、
２ プラズマ密度リップル、
３ 交番電場による力、
４ アンジュレーター放射光を
Ａ 半透鏡、
Ｂ 全反射鏡、
５ レーザーの平行光、
６ 電子ビーム、
７ 干渉縞、
８ 水冷された真空容器、
９ 真空排気系、
１０ アパーチャ板、
１１ 蒸発源、
１２ 偏向磁石、
１３ 相対論的電子ビーム、
１４ 可変波長レーザー
１５ コリメートされた蒸気流、
１６ レーザー光ダンプ、
１７ 放射光、
１８ プラズマアンジュレーター
─────────────────────────────────────────────────────
フロントページの続き
(72)発明者 佐藤 直幸
茨城県日立市鮎川町６−９−Ｂ302
(72)発明者 真瀬 寛
茨城県日立市高鈴町５−５−３
(56)参考文献 特開 平５−343200（ＪＰ，Ａ)
(58)調査した分野(Int.Cl.7，ＤＢ名)
H05H 13/00
H01S 3/00
H05H 1/00
Claims (3)
- 【請求項１】中性気体にレーザーを照射して光分離によ
るプラズマを生成し、その際同一波長のレーザー光２本
を干渉させ光学干渉縞を形成し、その縞の明暗（すなわ
ち、光子密度の大小）に対応した規則的なプラズマ密度
リップルを発生させることから成るプラズママイクロア
ンジュレーターの形成方法。 - 【請求項２】請求項１に記載のプラズママイクロアンジ
ュレーターの形成方法において、可変波長レーザーを高
温の蒸発源から発生する蒸気原子に照射しその際レーザ
ー光の波長（すなわち、光子エネルギー）を原子の励起
エネルギーに一致させ、多段階イオン化スキーム（共鳴
イオン化）により、該光学干渉縞の明暗に対応した規則
的なプラズマ密度リップルを発生させることを特徴とす
るプラズママイクロアンジュレーターの形成方法。 - 【請求項３】単一波長レーザーの平行光を半透鏡と全反
射鏡を用いて強度の等しい２本のレーザー光に分け、小
角（φ＜数度）で交差し干渉させることから成る請求項
２に記載のプラズママイクロアンジュレーターの形成方
法。
Priority Applications (2)
| Application Number | Priority Date | Filing Date | Title |
|---|---|---|---|
| JP21092295A JP3508079B2 (ja) | 1995-07-17 | 1995-07-17 | プラズママイクロアンジュレーターの形成方法 |
| US08/634,349 US5822342A (en) | 1995-07-17 | 1996-04-18 | Method of forming a plasma micro-undulator |
Applications Claiming Priority (1)
| Application Number | Priority Date | Filing Date | Title |
|---|---|---|---|
| JP21092295A JP3508079B2 (ja) | 1995-07-17 | 1995-07-17 | プラズママイクロアンジュレーターの形成方法 |
Publications (2)
| Publication Number | Publication Date |
|---|---|
| JPH0935898A JPH0935898A (ja) | 1997-02-07 |
| JP3508079B2 true JP3508079B2 (ja) | 2004-03-22 |
Family
ID=16597302
Family Applications (1)
| Application Number | Title | Priority Date | Filing Date |
|---|---|---|---|
| JP21092295A Expired - Fee Related JP3508079B2 (ja) | 1995-07-17 | 1995-07-17 | プラズママイクロアンジュレーターの形成方法 |
Country Status (2)
| Country | Link |
|---|---|
| US (1) | US5822342A (ja) |
| JP (1) | JP3508079B2 (ja) |
Families Citing this family (5)
| Publication number | Priority date | Publication date | Assignee | Title |
|---|---|---|---|---|
| JPH10221499A (ja) * | 1997-02-07 | 1998-08-21 | Hitachi Ltd | レーザプラズマｘ線源およびそれを用いた半導体露光装置並びに半導体露光方法 |
| WO2007000989A1 (ja) * | 2005-06-27 | 2007-01-04 | Kyoto University | 電磁波制御素子、電磁波制御装置、電磁波制御プラズマ及び電磁波制御方法 |
| FR2945676B1 (fr) * | 2009-05-15 | 2012-01-27 | Centre Nat Rech Scient | Procede de generation et systeme laser a electrons libres par interaction avec un onduleur laser |
| HU230587B1 (hu) | 2011-08-18 | 2017-02-28 | Pécsi Tudományegyetem | Rövid periódusú undulátor |
| JP6340526B2 (ja) * | 2013-12-11 | 2018-06-13 | 大学共同利用機関法人 高エネルギー加速器研究機構 | 光共振器 |
Family Cites Families (1)
| Publication number | Priority date | Publication date | Assignee | Title |
|---|---|---|---|---|
| FR2650447A1 (fr) * | 1989-07-25 | 1991-02-01 | Commissariat Energie Atomique | Laser a electrons libres, a onduleur en milieu gazeux |
-
1995
- 1995-07-17 JP JP21092295A patent/JP3508079B2/ja not_active Expired - Fee Related
-
1996
- 1996-04-18 US US08/634,349 patent/US5822342A/en not_active Expired - Fee Related
Also Published As
| Publication number | Publication date |
|---|---|
| JPH0935898A (ja) | 1997-02-07 |
| US5822342A (en) | 1998-10-13 |
Similar Documents
| Publication | Publication Date | Title |
|---|---|---|
| Nishihara et al. | Plasma physics and radiation hydrodynamics in developing an extreme ultraviolet light source for lithography | |
| Rullhusen et al. | Novel radiation sources using relativistic electrons: from infrared to x-rays | |
| Mikhailova et al. | Isolated attosecond pulses from laser-driven synchrotron radiation | |
| Tsakiris et al. | Laser induced electron acceleration in the presence of static electric and magnetic fields in a plasma | |
| Wang et al. | X-ray emission from betatron motion in a plasma wiggler | |
| Phuoc et al. | Laser based synchrotron radiation | |
| Zhidkov et al. | Direct spectroscopic observation of multiple-charged-ion acceleration by an intense femtosecond-pulse laser | |
| Tajima et al. | Optical properties of cluster plasma | |
| JP2528622B2 (ja) | 高輝度Ｘ線又はγ線の発生方法及び装置 | |
| US20090224182A1 (en) | Laser Heated Discharge Plasma EUV Source With Plasma Assisted Lithium Reflux | |
| Wang et al. | Characteristics of laser-driven electron acceleration in vacuum | |
| Myatt et al. | The dynamics of hot-electron heating in direct-drive-implosion experiments caused by two-plasmon-decay instability | |
| Streeter et al. | Temporal feedback control of high-intensity laser pulses to optimize ultrafast heating of atomic clusters | |
| Kojima et al. | Electromagnetic field growth triggering super-ponderomotive electron acceleration during multi-picosecond laser-plasma interaction | |
| Borghesi et al. | Plasma ion evolution in the wake of a high-intensity ultrashort laser pulse | |
| JP3508079B2 (ja) | プラズママイクロアンジュレーターの形成方法 | |
| Balanov et al. | Temporal and spatial design of x-ray pulses based on free-electron–crystal interaction | |
| US5805620A (en) | Beam conditioner for free electron lasers and synchrotrons | |
| EP0790686A2 (en) | Method and apparatus for generating super hard laser radiation | |
| Timofeev et al. | Optimal synchronization of laser pulses in THz generation scheme with colliding plasma wakes | |
| Kennedy | Plasmas and intense laser light | |
| Kneip et al. | A plasma wiggler beamline for 100 TW to 10 PW lasers | |
| Hu et al. | A bright attosecond x-ray pulse train generation in a double-laser-driven cone target | |
| Breuer | Dielectric laser acceleration of non-relativistic electrons at a photonic structure | |
| Vinogradov et al. | Repetitively pulsed X-ray laser operating on the 3p—3s transition of the Ne-like argon in a capillary discharge |
Legal Events
| Date | Code | Title | Description |
|---|---|---|---|
| A61 | First payment of annual fees (during grant procedure) |
Free format text: JAPANESE INTERMEDIATE CODE: A61 Effective date: 20031212 |
|
| S111 | Request for change of ownership or part of ownership |
Free format text: JAPANESE INTERMEDIATE CODE: R313111 |
|
| R350 | Written notification of registration of transfer |
Free format text: JAPANESE INTERMEDIATE CODE: R350 |
|
| R250 | Receipt of annual fees |
Free format text: JAPANESE INTERMEDIATE CODE: R250 |
|
| R250 | Receipt of annual fees |
Free format text: JAPANESE INTERMEDIATE CODE: R250 |
|
| FPAY | Renewal fee payment (event date is renewal date of database) |
Free format text: PAYMENT UNTIL: 20100109 Year of fee payment: 6 |
|
| LAPS | Cancellation because of no payment of annual fees |