キロテスラ級磁場下における超高強度レーザープラズマ相互作用の物理

smoothing, and full-bandwidth SSD. The capsules were filled
uniformly magnetized hot spot with a 20-lm radius. The experimental data
are from a spherical implosion of a 50-kG seed field.
with room-temperature D2 gas at pressures of 3–10 atm.
To verify the field compression in spherical geometry,
Symposium
propagating
through the high-field
学際大規模情報基盤共同利用・共同研究拠点　萌芽型共同研究
採択課題was employed in conjunction with a being caused by protons8th
proton deflectometry
hot spot.
Helmholtz-type coil generating a seed field of 50 kG. While
EX-1673 (大阪大学サイバーメディアセンター推薦課題)
The blue line in Fig. 7 shows the experimental proton
the straight field lines from a Helmholtz-coil setup will
density data from a spherical implosion, as measured by the
remain straight upon cylindrical compression, this is not the
畑昌育 (大阪大学レーザーエネルギー学研究センター)
CR-39 track detector. These data were obtained using a
case for spherical targets, as is illustrated in Fig. 6. The field
50-kG seed field in a target with a 5-atm D2 gas fill. In these
topology in a spherically compressed target is inherently
data two peaks are discernible, the location of which are conmore complicated than the cylindrical case. For cylindrical
sistent with the simulated lineout, suggesting a !26-MG
targets, the low signal-to-noise of the proton backligher sigmagnetic field inside the hot spot of the spherical target. The
nal could be alleviated by integrating the proton signal along
flux-limited minimum field that agrees with the measured
the direction of the cylinder axis. For spherical targets, this is
hRh Bi ¼ 0:04 MG cm calculates to Bmin ¼ 20 MG, and a 26
not possible, and only very few protons will be deflected
MG field implies a convergence ratio of !27 and a
from their original propagation path by traversing through
magnetic-flux loss of roughly 30%. While the data in Fig. 7
the intrinsically smaller high-field region inside the target.
constitute the only measurement of the magnetic field inside
A calculation for such a deflection is shown in Fig. 7 as
a spherically compressed target, the extracted field amplificathe red line. The target was assumed to consist of a 20-lmtion agrees well with the results from cylindrical implosions.
radius hot spot containing a homogeneous 26-MG magnetic
本研究では，近年生成可能になった超強磁場環境と我々の今日までの研究対象である高エネルギー密度状態の二つの極限状態を組み合わせた新領
This is shown in Fig. 8, which plots compressed field results
field, surrounded by a 5-lm shell. This was probed assuming
域の探求を行う．kT（キロテスラ）から数十kT程度までの外部磁場印加時の超高強度レーザープラズマ相互作用を二次元電磁粒子コードで計算し，高エネ
of the laser-driven flux-compression experiments as a funca 15.2-MeV, monoenergetic proton point source, 9 mm away
ルギー密度プラズマ中への多種多様なエネルギー輸送および散逸機構の物理を明らかにする．
tion of the seed-field strength. The green diamonds are from
from the target. The proton trajectories and impact position
磁場に依存してドラスティックに変化する超高強度レーザープラズマ相互作用を，注目すべき現象に焦点を当て磁場強度ごとに分類することで，系統的
the cylindrical experiments discussed in Sec. IV, and the red
onto a detector 10.5 cm away from the target were calculated
な研究展開を計る．本研究の成功によるエネルギー輸送・散逸機構の深い理解は，プラズマ物理学の発展に貢献するだけでなく，各機構の積極的な利用
circle corresponds to the spherical implosion data presented
using the momentum equation including the Lorentz force as
により核融合学の発展にも資する．さらに，kT級の強磁場は中性子星周りの環境に，高いエネルギー密度は星の内部のパラメータに近く，本研究の成果は
in Fig. 7. A linear fit through the cylindrical data yields an
well as a friction term describing the slowing of fast ions via
宇宙物理学の発展にも影響を及ぼすと期待される．
amplification factor of !550.
collisions with plasma electrons. Slowing through ion-ion
To achieve an optimum fuel assembly performance in
collisions is roughly a factor of 1000 lower and was
an ICF experiment, it is important that the capsule implodes
neglected, as was ion-ion scattering. Despite the more complicated topology of a spherically compressed magnetic field
compared to the cylindrical compression, the proton deflection pattern in Fig. 7 still exhibits the two-peak characteristic
1.kJ-nsレーザーとキャパシターコイル
2.kJ-nsレーザーを用いた磁場圧縮による
introduced in Sec. IV. As in the cylindrical case, these data 3.レーザーによる磁場生成と磁場圧縮を
2 peaks, the farthest one at !1.5 cm 組み合わせた超強磁場生成の可能性
ターゲットによる1kT磁場生成*1
kT磁場生成*
exhibit two pronounced
キロテスラ級磁場下における超高強度レーザープラズマ相互作用の物理
研究目的・内容
研究背景
Non-thermal hot
electron generation
Current is driven in wire
Electrons　accumulate
on the disk
-
-
-
-
electron
GEKK
kJ-ns O XII!
pulses
-
-
-
Plasma
current
FIG. 6. The compression of a spherical target with initially straight magnetic seed field lines adds a strong radial component to the magnetic-field
topology.
B
*1 S. Fujioka et al., Sci. Rep. 3, 1170 (2013).
FIG. 8. Experimentally measured final magnetic field in laser-driven fluxcompression experiments as a function of the seed-field strength. Green diamonds
are from cylindrical implosions discussed in Sec. IV; the red circle
⇒kT級の外部磁場下における超高強度レーザー
corresponds to the spherical implosion data in Fig. 7. The experiments yield
プラズマ相互作用実験が今後展開されていく．
a field amplification factor of !550.
*2 M. Hohenberger et al., Phys. Plasmas 19, 056306 (2012)."
"
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kT級の外部磁場印加下における超高強度レーザープラズマ相互作用について二次元電磁粒子シミュレーションを実施し，
11:37:59
研究計画
＜概要＞
生成される高エネルギー電子の特性を調べる．さらに，電子と共に加速されるイオンの特性や放射される電磁波の観測も行い，印加
磁場の影響を調べる．本欄では，本研究で研究する３つのテーマについて述べる．
☆電磁粒子（Par8cle-In-Cell）コード概要
差分化
基礎方程式
dγ v s qs
= ( E + v s × B) •  運動方程式とマク
dt
m
スウェル方程式をカ
dx s
ップリングして解く．
= v s ;s = e, i
dt
1 ∂E
•  電場および磁場に
∇×B− 2
= µ0 j
c ∂t
対するガウスの法
∂B
則は初期条件とし
∇×E+
=0
∂t
てのみ用いられる．
ρ
  前者には，電荷保存€
∇⋅E =
ε0
の式を満足すること
格子量⇄粒子量の計算方法　ρi− 1 = ∑ S(ri- 1 − r)qs
dvx,s qs
= ( E x + vy,s Bz )
dt
m
€
dvy,s qs
= Ey
dt
m
dxs
= vs
dt
2
n + 12
z,i
B
n - 12
z,i
=B
2
(
ρi+ 1 = ∑ S(ri+ 1 − r)qs
)
(
2
s
c 2Δt n + 12
Δt n + 1
n+1
Bz,i+1 − Bz,i 2 − jy,i+21
2
2
Δx
ε0
Δt n
n
−
Ey,i+ 1 − Ey,i- 1
2
2
Δx
n +1
n
Ey,i+
1 = E y,i+ 1 +
2
2
s
jy,i− 1 = ∑ S(ri- 1 − r)qs vs,y
)
2
2
s
jy,i+ 1 = ∑ S(ri+ 1 − r)qs vs,y
2
n+ 1
qs n n n
E x + vy,s Bz
m
q
n− 12
= vy,s + Δt s E yn
m
n− 1
(
vx,s 2 = vx,s 2 + Δt
n+ 1
vy,s 2
計算アルゴリズム
•  粒子⇒格子の例：電荷密度，電流密度
  例：１次元非相対論で直線偏光のみ扱う場合
∂E y
∂B 1
= c 2 z − jy
∂t
∂x ε 0
∂E y
∂Bz
=−
∂t
∂x
が必要
∇⋅B = 0
•  電磁場は格子量として，空間的，時間的に差分化
•  電子・イオンは粒子として扱い，時間的に差分化
2
s
)
• 
格子⇒粒子の例：力
(
)
(
n
n
n
n
n
Fx,s = qs S(ri − r)E x,i
+ S(ri+1 − r)E x,i+1
+ qs vy,s
S(ri − r)Bz,i
+ S(ri − r)Bz,i+1
n+ 1
xsn+1 = xsn + Δtvx,s 2
(
)
(
)
n
n
n
n
n
Fy,s = qs S(ri- 1 − r)E y,i
+ S(ri+ 1 − r)E y,i+1
− qs vx,s
S(ri − r)Bz,i
+ S(ri − r)Bz,i+1
2
2
)
1.  粒子の位置，速度から電荷密度，電
流密度を計算
2.  電荷密度，電流密度から電磁場を更新
3.  電磁場から力を計算．
4.  力から粒子の位置，速度を更新
１．数kT磁場による高速電子ガイディング
２．~10kT磁場による電子サイクロトロン共鳴加熱
•  ガイディングの簡単な見積もり
Larmor半径
γ meυ⊥
υ⊥ 1 kT
rL =
eB
=γ
c
B
ü  数MeV電子なら1 kT磁場の印加
により，数ミクロン程度の範囲に
閉じ込めることができる．
•  小規模計算の結果速報（右図）
ü  1 kT磁場によって，磁場に垂直
方向の高エネルギー電子の分
布が制限されている．
ü  真空中に飛び出した電子もガイド
されている様子がわかる．
• 
*1.704509µ m
今後計算で調べるべきこと
ü  レーザープラズマ相互作用に外
部磁場が影響を及ぼすか？
ü  生成される高エネルギー電子の
特性は変わるか？
ü  現実的な磁場配位ではどうな
るか？
<εe>
[MeV]
•  電子サイクロトロン共鳴条件
eB
γm ω
2πγ me c
1 micron
⇒B= e L =
=γ
*10.710 kT
ω L = ω ce ≡
γ me
e
eλL
λL
ü  非相対論電子で10 kT，相対論電子ではγ補正が入る．
ü  数MeV電子なら数十kTが共鳴条件になる．
⇒ 相対論効果も含めてシミュレーションによる評価を行う．
３．>>10kT磁場による臨界密度超プラズマ中へ
の超高強度レーザー伝播
• 
ホイッスラー波の伝播条件
ω L < ω ce ≡
eB
γm ω
2πγ me c
1 micron
⇒B> e L =
=γ
*10.710 kT
γ me
e
eλL
λL
ü  磁場のないプラズマ中では，電磁波は臨界密度までしか侵入することが
できないが，強磁場をかけることによりホイッスラー波として臨界密度を超
える密度領域に伝播することが可能になる．
ü  上式より，レーザープラズマ相互作用により生成される数MeV電子を考
慮すると，数十kT以上の磁場がホイッスラー波伝播のために必要となる．
⇒ シミュレーションによりレーザープラズマ相互作用による高エネルギー電子生成も
含めて強磁場下における超高強度レーザーの伝播過程について調べる．

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