アト秒物理学

アト秒物理学は、アト物理学、またはより一般的にはアト秒科学とも呼ばれ、光と物質の相互作用現象を扱う物理学の分野であり、アト秒（10 ⁻¹⁸秒）の光子パルスを使用して、前例のない時間分解能で物質の動的プロセスを解明します。

アト秒科学では、主にポンプ・プローブ分光法を用いて、対象となる物理過程を調査します。この研究分野は複雑であるため、アト秒実験で収集されたデータを解釈するには、最先端の実験装置と高度な理論ツールの相乗的な相互作用が一般的に必要です。^[1]

アト秒物理学の主な関心は次のとおりです。

1. 原子物理学：電子相関効果、光子放出遅延、イオン化トンネル効果の研究。^[2]
2. 分子物理学と分子化学：分子励起状態における電子運動の役割（例：電荷移動過程）、光誘起光フラグメンテーション、光誘起電子移動過程。^[3]
3. 固体物理学：先進2D材料における励起子ダイナミクス、固体中のペタヘルツ電荷キャリア運動、強磁性材料におけるスピンダイナミクスの研究。^[4]

アト秒科学の主な目標の一つは、物質中の電子の運動をリアルタイムで制御するという長期的な課題を伴い、原子、分子、固体中の電子の量子力学に関する高度な知見を提供することである。^[5]

広帯域固体チタンドープサファイア（Ti:Sa）レーザー（1986年）^{[6] 、} チャープパルス増幅（CPA）^[7]（1988年）、高エネルギーパルスのスペクトル拡大^{[8] （例えば、}自己位相変調によるガス充填中空コアファイバー）（1996年）、ミラー分散制御技術（チャープミラー）^[9]（1994年）、およびキャリアエンベロープオフセット安定化^[10] （2000年）の出現により、孤立アト秒光パルス（希ガス中の高調波発生の非線形プロセスによって生成） ^{[11] [12]}（2004年、2006年）の生成が可能になり、アト秒科学という分野が誕生しました。^[13]

人類の技術によって生成された最短光パルスの現在の世界記録は43アスパラギン酸です。^[14]

2022年、アンヌ・ルイリエ、ポール・コルクム、フェレンツ・クラウスは、超高速レーザー科学とアト秒物理学への先駆的な貢献により、物理学のウルフ賞を受賞しました。これに続き、2023年のノーベル物理学賞では、ルイリエ、クラウス、ピエール・アゴスティーニが「物質内の電子ダイナミクスの研究のためにアト秒光パルスを生成する実験手法」に対して受賞しました。

原子、分子、固体中の電子運動の自然な時間スケールはアト秒（1 as = 10 ^{−18 s）です。この事実は}量子力学の直接的な結果です。

簡単にするために、エネルギー の基底レベルとエネルギー の最初の励起レベルの間で重ね合わせ状態にある量子粒子を考えます。 ${\displaystyle \epsilon_{0}}$${\displaystyle \epsilon_{1}}$

${\displaystyle |\Psi \rangle =c_{g}|\psi _{g}\rangle +c_{e}|\psi _{e}\rangle }$

およびは、対応する状態で粒子を観測する 量子確率の平方根として選択されます。${\displaystyle c_{e}}$${\displaystyle c_{g}}$

${\displaystyle |\psi _{g}(t)\rangle =|0\rangle e^{-{\frac {i\epsilon _{0}}{\hbar }}t}\qquad |\psi _{e}(t)\rangle =|1\rangle e^{-{\frac {i\epsilon _{1}}{\hbar }}t}}$

それぞれ時間依存の基底状態と励起状態であり、プランク定数が縮小されています。${\displaystyle |0\rangle }$${\displaystyle |1\rangle }$${\displaystyle \hbar}$

一般的なエルミート対称演算子^[15] の期待値は と書くことができ、その結果、この観測量の時間発展は次のようになる。 ${\displaystyle {\hat {P}}}$${\displaystyle P(t)=\langle \Psi |{\hat {P}}|\Psi \rangle }$

${\displaystyle P(t)=|c_{g}|^{2}\langle 0|{\hat {P}}|0\rangle +|c_{e}|^{2}\langle 1|{\ハット {P}}|1\rangle +2c_{e}c_{g}\langle 0|{\hat {P}}|1\rangle \cos \left({\frac {\epsilon _{1}-\epsilon _{0}}{\hbar }}t\right)}$

最初の 2 つの項は時間に依存しませんが、3 番目の項は時間に依存します。これにより、 によって与えられる特性時間 を持つ観測可能な値のダイナミクスが作成されます。 ${\displaystyle P(t)}$${\displaystyle T_{c}}$${\displaystyle T_{c}={\frac {2\pi \hbar }{\epsilon _{1}-\epsilon _{0}}}}$

その結果、物質中の典型的な電子エネルギー範囲である10eVの範囲のエネルギーレベルの場合、 ^[5]関連する物理的観測量のダイナミクスの特性時間は約400asになります。 ${\displaystyle \epsilon _{1}-\epsilon _{0}\approx }$

の時間的変化を測定するには、そのダイナミクスと相互作用できる、さらに短い持続時間を持つ制御されたツールまたはプロセスを使用する必要があります。 ${\displaystyle P(t)}$

これが、アト秒光パルスが数フェムト秒やアト秒の時間領域における超高速現象の物理を明らかにするために使用される理由です。 ^[16]

超短時間の移動パルスを生成するには、電磁波の帯域幅と中心波長という2つの重要な要素が必要です。^[17]

フーリエ解析によれば、光パルスの 利用可能なスペクトル帯域幅が広いほど、その持続時間は短くなる可能性があります。

しかし、与えられたパルスの中心波長に対して利用できる最小持続時間には下限があり、この限界が光サイクルである。^[18]

実際、低周波領域、例えば赤外線（IR）800 nmを中心とするパルスの場合、その最小持続時間は約2.67 fs（ここでは光速）である。一方、中心波長が極端紫外線（XUV）30 nmの光場の場合、最小持続時間は約100 asである。^[18]${\displaystyle \lambda =}$${\displaystyle t_{pulse}={\frac {\lambda }{c}}=}$${\displaystyle c}$${\displaystyle \lambda =}$${\displaystyle t_{\rm {pulse}}=}}$

したがって、持続時間を短くするには、軟X線（SXR）領域に至るまで、より短く、よりエネルギーの高い波長を使用する必要があります。

このため、アト秒光パルスを生成するための標準的な技術は、広いスペクトル帯域幅とXUV-SXR範囲にある中心波長を持つ放射源に基づいています。^[19]

これらの要件に適合する最も一般的なソースは、自由電子レーザー(FEL) と高調波発生(HHG) セットアップです。

アト秒光源が利用可能になったら、対象のサンプルに向けてパルスを駆動し、そのダイナミクスを測定する必要があります。

物質内の電子のダイナミクスを分析するのに最も適した実験観測値は次のとおりです。

• 分子光子フラグメントの速度分布における角度非対称性。^[20]
• 分子光フラグメントの量子収率。^[21]
• XUV-SXRスペクトル過渡吸収[ ^22]
• XUV-SXRスペクトルの過渡反射率。^[23]
• 光電子の運動エネルギー分布。^[2]
• アト秒電子顕微鏡^[24]

一般的な戦略は、ポンププローブ方式を使用して、調査対象の物質で発生する超高速ダイナミクスを前述の観測可能値の1つを通じて「画像化」することです。^[1]

一例として、典型的なポンププローブ実験装置では、アト秒（XUV-SXR）パルスと、持続時間が数フェムト秒から数十フェムト秒の強力な（W/cm ²）低周波赤外線パルスが、研究対象のサンプルに共線的に焦点を合わせられます。 ${\displaystyle 10^{11}-10^{14}}$

この時点で、実験に応じてポンプ/プローブとなるアト秒パルスの遅延をIRパルス（プローブ/ポンプ）に対して変化させることにより、目的の物理的観測値が記録される。^[25]

次の課題は、収集されたデータを解釈し、サンプル内で起こっている隠れたダイナミクスと量子プロセスに関する基本的な情報を取得することです。これは、高度な理論的ツールと数値計算によって達成できます。^{[26] [27]}

この実験スキームを利用することで、原子、分子、固体におけるさまざまな種類のダイナミクス、典型的には光誘起ダイナミクスやアト秒の時間分解能内での非平衡励起状態を調べることができます。^{[20] [21] [23]}

アト秒物理学は典型的には非相対論的な束縛粒子を扱い、中程度に高い強度（ W/cm2 ^）の電磁場を用いる。^[28]${\displaystyle 10^{11}-10^{14}}$

この事実により、光と物質の相互作用について、非相対論的かつ半古典的な量子力学の環境 で議論することが可能になります。

原子内の単一の電子波動関数の時間発展は、シュレーディンガー方程式（原子単位）によって記述されます。 ${\displaystyle |\psi (t)\rangle }$

${\displaystyle {\hat {H}}|\psi (t)\rangle =i{\dfrac {\partial }{\partial t}}|\psi (t)\rangle \quad (1.0)}$

ここで光物質相互作用ハミルトニアン は、長さゲージで双極子近似の範囲内で次のように表される: ^{[29] [30]}${\displaystyle {\hat {H}}}$

${\displaystyle {\hat {H}}={\frac {1}{2}}{\hat {\textbf {p}}}^{2}+V_{C}+{\hat {\textbf {r}}}\cdot {\textbf {E}}(t)}$

ここで、は考慮する原子種のクーロンポテンシャル、はそれぞれ運動量演算子と位置演算子、は原子の近傍で評価される全電場です。 ${\displaystyle V_{C}}$${\displaystyle {\hat {\textbf {p}}},{\hat {\textbf {r}}}}$${\displaystyle {\textbf {E}}(t)}$

シュレーディンガー方程式の正式な解は、伝播関数形式によって与えられる。

${\displaystyle |\psi (t)\rangle =e^{-i\int _{t_{0}}^{t}{\hat {H}}dt'}|\psi (t_{0})\rangle \qquad (1.1)}$

ここで、 は時刻 における電子波動関数です。 ${\displaystyle |\psi (t_{0})\rangle }$${\displaystyle t=t_{0}}$

この正確な解決策は、ほとんどすべての実用的な目的には使用できません。

しかし、ダイソン方程式^{[31] [32]}を用いると、前の解は次のようにも書けること が証明できる。

${\displaystyle |\psi (t)\rangle =-i\int _{t_{0}}^{t}dt'{\Big [}e^{-i\int _{t'}^{t}{\hat {H}}(t'')dt''}{\hat {H}}_{I}(t')e^{-i\int _{t_{0}}^{t'}{\hat {H}}_{0}(t'')dt''}|\psi (t_{0})\rangle {\Big ]}+e^{-i\int _{t_{0}}^{t}{\hat {H}}_{0}(t'')dt''}|\psi (t_{0})\rangle \qquad (1.2)}$

どこ、

${\displaystyle {\hat {H}}_{0}={\frac {1}{2}}{\hat {\textbf {p}}}^{2}+V_{C}}$

は有界ハミルトニアンであり、

${\displaystyle {\hat {H}}_{I}={\hat {\textbf {r}}}\cdot {\textbf {E}}(t)}$

相互作用ハミルトニアンです。

以前は単に式 と書かれていた式の正式な解は、現在では式では、それぞれが電場と固有 の相互作用時間を持つ異なる量子経路（または量子軌道）の重ね合わせとして見なすことができます。${\displaystyle (1.0)}$${\displaystyle (1.1)}$${\displaystyle (1.2)}$${\displaystyle t'}$

言い換えれば、各量子パスは次の 3 つのステップによって特徴付けられます。

1. 電磁場がない場合の初期進化。これは積分の左側の項によって記述されます。${\displaystyle {\hat {H}}_{0}}$
2. 次に、電磁場からの「キック」が電子を「励起」します。このイベントは、量子経路を一義的に特徴付ける任意の時間に発生します。${\displaystyle {\hat {H}}_{I}(t')}$${\displaystyle t'}$
3. 最終的な発展は、場とクーロンポテンシャルの両方によって駆動され、次のように表されます。${\displaystyle {\hat {H}}}$

同時に、場をまったく知覚しない量子経路もあり、この軌道は式の右側の項で示されます。 ${\displaystyle (1.2)}$

このプロセスは完全に時間的に可逆的であり、逆の順序で起こることもできる。^[31]

方程式の扱いは簡単ではありません。しかし、物理学者はこれを数値計算、より高度な議論、またはいくつかの近似値の出発点として使用します。^{[32] [33]}${\displaystyle (1.2)}$

イオン化が起こる可能性のある強場相互作用の問題では、運動量の特定の連続状態（非境界状態または自由状態）に式を投影すると、次のようになります。 ${\displaystyle (1.2)}$${\displaystyle |{\textbf {p}}\rangle }$ ${\displaystyle {\textbf {p}}}$

${\displaystyle c_{\textbf {p}}(t)=\langle {\textbf {p}}|\psi (t)\rangle =-i\int _{t_{0}}^{t}dt'\langle {\textbf {p}}|e^{-i\int _{t'}^{t}{\hat {H}}(t'')dt''}{\hat {H}}_{I}(t')e^{-i\int _{t_{0}}^{t'}{\hat {H}}_{0}(t'')dt''}|{\psi (t_{0})}\rangle +\langle {\textbf {p}}|e^{-i\int _{t_{0}}^{t}{\hat {H}}_{0}(t'')dt''}|\psi (t_{0})\rangle \quad (1.3)}$

ここで、ある特定の時間に電子が連続状態に ある確率振幅です。 ${\displaystyle |c_{\textbf {p}}(t)|^{2}}$${\displaystyle t}$${\displaystyle |{\textbf {p}}\rangle }$

この確率振幅がゼロより大きい場合、電子は光イオン化されます。

ほとんどの場合、2番目の項は考慮されず、最初の項のみが議論に使用されます。[ ^32]${\displaystyle (1.3)}$

${\displaystyle a_{\textbf {p}}(t)=-i\int _{t_{0}}^{t}dt'\langle {\textbf {p}}|e^{-i\int _{t'}^{t}{\hat {H}}(t'')dt''}{\hat {H}}_{I}(t')e^{-i\int _{t_{0}}^{t'}{\hat {H}}_{0}(t'')dt''}|{\psi (t_{0})}\rangle \quad (1.4)}$

この式は時間反転S行列振幅^[32]としても知られており、一般的な時間変動電場による光イオン化の確率を与えます。 ${\displaystyle (1.4)}$

強場近似（SFA）、またはケルディッシュ・ファイサル・ライス理論は、1964年にロシアの物理学者ケルディッシュによって提唱された物理モデルであり、^[34]現在は強力なレーザー場における原子（および分子）の挙動を記述するために使用されています。

SFA は、高調波発生と原子とのアト秒ポンププローブ相互作用の両方を議論するための出発点となる理論です。

SFAにおける主な仮定は、自由電子のダイナミクスはレーザー場によって支配され、クーロンポテンシャルは無視できるほどの摂動としてみなされるというものである。^[35]

この事実により、方程式は次のように変形されます。 ${\displaystyle (1.4)}$

${\displaystyle a_{\textbf {p}}^{SFA}(t)=-i\int _{t_{0}}^{t}dt'\langle {\textbf {p}}|e^{-i\int _{t'}^{t}{\hat {H}}_{V}(t'')dt''}{\hat {H}}_{I}(t')e^{-i\int _{t_{0}}^{t'}{\hat {H}}_{0}(t'')dt''}|{\psi (t_{0})}\rangle \quad (1.4)}$

ここで、はボルコフハミルトニアンであり、ここでは簡略化のために速度ゲージで表されている^[36] 。また、、 は電磁ベクトルポテンシャルである。^[37]${\displaystyle {\hat {H}}_{V}={\frac {1}{2}}({\hat {\textbf {p}}}+{\textbf {A}}(t))^{2}}$${\displaystyle {\textbf {A}}(t)}$${\displaystyle {\textbf {E}}(t)=-{\frac {\partial {\textbf {A}}(t)}{\partial t}}}$

この時点で、議論を基本レベルに保つために、単一のエネルギー レベル、イオン化エネルギーを持ち、単一の電子 (単一活性電子近似) が存在する原子について考えてみましょう。 ${\displaystyle |0\rangle }$ ${\displaystyle I_{P}}$

波動関数ダイナミクスの初期時間を と見なすことができ、最初は電子が原子の基底状態 にあると仮定できます。 ${\displaystyle t_{0}=-\infty }$${\displaystyle |0\rangle }$

となることによって、

${\displaystyle {\hat {H}}_{0}|0\rangle =-I_{P}|0\rangle }$そして${\displaystyle |\psi (t)\rangle =e^{-i\int _{-\infty }^{t'}{\hat {H}}_{0}dt}|0\rangle =e^{I_{P}t'}|0\rangle }$

さらに、連続状態を平面波関数状態と見なすこともできます。 ${\displaystyle \langle {\textbf {r}}|{\textbf {p}}\rangle =(2\pi )^{-{\frac {3}{2}}}e^{i{\textbf {p}}\cdot {\textbf {r}}}}$

これはかなり単純化された仮定であり、より合理的な選択は、正確な原子散乱状態を連続状態として使用することである。^[38]

ボルコフハミルトニアンによる単純な平面波状態の時間発展は次のように表されます。

${\displaystyle \langle {\textbf {p}}|e^{-i\int _{t'}^{t}{\hat {H}}_{V}(t'')dt''}=\langle {\textbf {p}}+{\textbf {A}}(t)|e^{-i\int _{t'}^{t}({\textbf {p}}+{\textbf {A}}(t''))^{2}dt''}}$

ここでは式との一貫性を保つために、進化はすでに長さゲージに適切に変換されている。^[39]${\displaystyle (1.4)}$

結果として、イオン化ポテンシャルを持つ単一レベル原子内の単一電子の最終的な運動量分布は次のように表されます。 ${\displaystyle I_{P}}$

${\displaystyle a_{\textbf {p}}(t)^{SFA}=-i\int _{-\infty }^{t}{\textbf {E}}(t')\cdot {\textbf {d}}[{\textbf {p}}+{\textbf {A}}(t')]e^{+i(I_{P}t'-S(t,t'))}dt'\quad (1.5)}$

どこ、

${\displaystyle {\textbf {d}}[{\textbf {p}}+{\textbf {A}}(t')]=\langle {\textbf {p}}+{\textbf {A}}(t')|{\hat {\textbf {r}}}|0\rangle }$

は双極子期待値（または遷移双極子モーメント）であり、

${\displaystyle S(t,t')=\int _{t'}^{t}{\frac {1}{2}}({\textbf {p}}+{\textbf {A}}(t''))^{2}dt''}$

は半古典的作用である。

式の結果は次のような現象を理解するための基本的なツールです:${\displaystyle (1.5)}$

• 高調波発生プロセス^[40]は、典型的には希ガスと強力な低周波パルスとの強い場の相互作用の結果である。
• 単純な原子を用いたアト秒ポンププローブ実験。^[41]
• トンネル時間に関する議論。^{[42] [43]}

単純な原子を用いたアト秒ポンププローブ実験は、アト秒パルスの時間幅を測定するための基本的なツールであり^[44]、物質のいくつかの量子特性を探索するための基本的なツールである。^[41]

この種の実験は、以下で説明するように、 式の結果を利用することで強場近似で簡単に記述できます。${\displaystyle (1.5)}$

単純なモデルとして、単一レベルの原子内の単一の活性電子と2つの場（強力なフェムト秒赤外線（IR）パルス（、 ${\displaystyle ({\textbf {E}}_{IR}(t),{\textbf {A}}_{IR}(t))}$

および弱いアト秒パルス（極端紫外線（XUV）領域を中心とする）。 ${\displaystyle ({\textbf {E}}_{XUV}(t),{\textbf {A}}_{XUV}(t))}$

次に、これらのフィールドを代入すると、 ${\displaystyle (1.5)}$

${\displaystyle a_{\textbf {p}}(t)=-i\int _{-\infty }^{t}({\textbf {E}}_{XUV}(t')+{\textbf {E}}_{IR}(t'))\cdot {\textbf {d}}[{\textbf {p}}+{\textbf {A}}_{XUV}(t')+{\textbf {A}}_{IR}(t')]e^{+i(I_{P}t'-S(t,t'))}dt'\quad (1.6)}$

と

${\displaystyle S(t,t')=\int _{t'}^{t}{\frac {1}{2}}({\textbf {p}}+{\textbf {A}}_{IR}(t'')+{\textbf {A}}_{XUV}(t''))^{2}dt''}$。

この時点で、式を直接イオン化と強電場イオン化（多光子領域）の2つの寄与に分けることができます。 ${\displaystyle (1.6)}$

通常、これら 2 つの用語は、連続体の異なるエネルギー領域に関連しています。

したがって、典型的な実験条件では、後者のプロセスは無視され、アト秒パルスからの直接イオン化のみが考慮される。^[32]

そして、アト秒パルスは赤外線パルスよりも弱いため、 が成り立ちます。したがって、は通常、式で無視されます。 ${\displaystyle {\textbf {A}}_{IR}(t)>>{\textbf {A}}_{XUV}(t)}$${\displaystyle {\textbf {A}}_{XUV}(t)}$${\displaystyle (1.6)}$

さらに、アト秒パルスをIR場に対する遅延関数として書き直すこともできます。 ${\displaystyle [{\textbf {A}}_{IR}(t),{\textbf {E}}_{XUV}(t-\tau )]}$

したがって、ポンププローブ実験において、 相互作用が起こった後（ で）、運動量 で連続体中にイオン化された電子を見つける確率分布 は、${\displaystyle |a_{\textbf {p}}(\tau )|^{2}}$${\displaystyle {\textbf {p}}}$${\displaystyle t=\infty }$

強力なIRパルスと遅延アト秒XUVパルスを使用した場合、次の式で与えられます。

${\displaystyle a_{\textbf {p}}(\tau )=-i\int _{-\infty }^{\infty }{\textbf {E}}_{XUV}(t-\tau )\cdot {\textbf {d}}[{\textbf {p}}+{\textbf {A}}_{IR}(t)]e^{+i(I_{P}t-S(t))}dt\quad (1.7)}$

と

${\displaystyle S(t)={\frac {1}{2}}|{\textbf {p}}|^{2}t+\int _{t}^{\infty }({\textbf {p}}\cdot {\textbf {A}}_{IR}(t')+{\frac {1}{2}}|{\textbf {A}}_{IR}(t')|^{2})dt'}$

この式は、単一レベルの原子と単一の活性電子による 2 色相互作用 (XUV-IR) の光イオン化現象を記述します。 ${\displaystyle (1.7)}$

この特異な結果は、遅延されたXUVアト秒パルスによって開始され、その後強いIR場によって駆動される連続状態における運動を伴う、すべての可能なイオン化経路間の量子干渉プロセスとみなすことができます。^[32]

結果として得られる2次元光電子分布（運動量、または同等のエネルギー対遅延）はストリーキングトレースと呼ばれます。^[45]

ここでは、アト秒研究センターで採用されている最も一般的な技術とアプローチのいくつかをリストし、説明します。

アト秒科学における日々の課題は、原子、分子、固体のポンプ・プローブ実験で使用されるアト秒パルスの時間的特性を特徴付けることです。

最もよく使われている技術は、アト秒バーストの完全な再構成のための周波数分解光ゲーティング（FROG-CRAB）に基づいています。^[44]

この技術の主な利点は、1991年にピコ秒-フェムト秒パルスの特性評価のために開発された、実証済みの周波数分解光ゲーティング（FROG）技術^[47]をアト秒領域に利用できることである。

アト秒バーストの完全再構成 (CRAB) はFROGの拡張であり、フィールド再構成と同じアイデアに基づいています。

言い換えれば、FROG-CRAB は、式ですでに説明したように、アト秒パルスを原子の光イオン化によって連続体に解放される電子波パケットに変換することに基づいています。 ${\displaystyle (1.7)}$

低周波駆動レーザーパルス（例：赤外線パルス）の役割は、時間測定のゲートとして機能することです。

次に、低周波パルスとアト秒パルスの間のさまざまな遅延を調べることで、ストリーキングトレース（またはストリーキングスペクトログラム）を得ることができます。^[45]

この 2Dスペクトログラムは、後で再構成アルゴリズムによって分析され、アト秒パルスと IR パルスの両方を取得することを目標としていますが、いずれについても事前の知識は必要ありません。

しかし、式が指摘するように、この技術の本質的な限界は原子双極子の特性、特に原子双極子の量子位相に関する知識である。^{[41] [48]}${\displaystyle (1.7)}$

ストリーキング トレースからの低周波フィールドとアト秒パルスの両方の再構築は、通常、次のような反復アルゴリズムによって実現されます。

• 主成分一般化投影アルゴリズム（PCGPA）。^[49]
• ボルコフ変換一般化投影アルゴリズム（VTGPA）。^[50]
• 拡張タイコグラフィック反復エンジン（ePIE）。^[51]

• フェムト化学
• フェムトテクノロジー
• 超短パルス
• チャープパルス増幅
• 自由電子レーザー
• アト秒クロノスコピー