電子科学研
究

電子科学研究
Hokkaido University

平
成
十
二
年

第8巻
平成12年

Research InstituteforElectronic Science

北海道大学電子科学研究所〒 060-0812

札幌市北区北12条西6丁目

北
海
道
大
学
電
子
科
学
研
究
所

TEL（011）716-2111（代表） FAX（011）706-4977
http://www.es.hokudai.ac.jp/

2000

URL

北海道大学電子科学研究所
Research Institute for Electronic Science
Hokkaido University

2000(Vol.8)

表紙：結晶表面上のステップ運動のシミュレーション

「電子科学研究」最終号にあたって
電子科学研究所長

井上久遠

21世紀に入って国立大学は大きく変わることに研究部門・研究分野および施設の研究内容・成果は，なろう．北海道大学も研究に重点をおく大学院大学になり，国際的に超一流と認知されるような大学を一方ではインターネットを積極的に活用することにより対応することになり，他方では，従来，隔年刊

めざすことになっていますが，実質的な取り組みな行してきた「電子科学研究所・研究活動」を毎年発

どはこれからであろう．大学の附置研究所の存在意

行することにして，これに「電子科学研究」の内容

義および，あり方に関しても議論が盛んである．電の相当部分を吸収することにしたためです．5
0年余

子科学研究所でも次の改組をも視野に入れて，またに亘って，「応用電気研究所・い報」，「電子科学研究」

北海道大学全体の研究水準の向上にも寄与すべく，と続いてきたこの種の刊行物を今回をもって終わり

種々の観点から検討を進めてきている．一方，平成にすることに寂寥の感を拭いきれませんが，これも13年１月から学位授与・評価機構による国立大学のまたグローバル化，情報化などの時代の流れであり，点検評価が開始されますし，また４月には情報公開法が施行されます．これらの諸々の状況の変化を勘やむを得ないものと思います．
このため，最終号であるこの巻では，従来の内容案して，とりあえず電子科学研究所内でのいろいろに加えて，新しい企画も記載してあります．なお，

な企画・広報のあり方，等についても再検討を行っ研究所としては，研究所内のプロジェクト研究を今た．その結果，平成４年以来刊行してきた，この「電後もますます積極的に推進することになっています

子科学研究」も今回の発刊をもって最終号とするこが，これらに関しては，同じく「研究活動」に詳しとになりました．すなわち，研究所全体，並びに各く記載することにします．

目

次

巻頭言
特別寄稿 …………………………………………………………………………

3

部門研究紹介（電子計測制御部門）
光システム計測研究分野 …………………………………………………… 1
3
量子計測研究分野 …………………………………………………………… 1
8自律調節研究分野 …………………………………………………………… 2
4適応制御研究分野 …………………………………………………………… 3
2
研究
電子材料物性部門 …………………………………………………………… 4
1
電子機能素子部門 …………………………………………………………… 50電子計測制御部門 …………………………………………………………… 65電子情報処理部門 …………………………………………………………… 71
附属電子計測開発施設 ……………………………………………………… 83

特 別 寄 稿
ナノサイエンス・テクノロジー研究の国家戦略
理化学研究所フロンティア研究システム

シ ス テ ム 長
チームリーダー丸山下村瑛一 …………
政嗣

3

山下幹雄 …………

5

1000兆分の１秒の量子光学の世界へ
北海道大学

大学院工学研究科 量子物理工学専攻

科学技術振興事業団

戦略的基礎研究ナノサイエンス・テクノロジー研究の国家戦略
理化学研究所フロンティア研究システム シ ス テ ム 長
チームリーダー

丸山
下村

瑛一
政嗣

昨年 12月，科学技術会議は，21世紀初頭のわが国の科学技術政策の基本方針を示す「科学技術基本計

それは，アメリカの戦略が，圧倒的優位にある情報とバイオの分野で，ナノテクノロジーとの融合を画（第２期）」について答申した．答申では，国際競狙ってくると争力の維持・強化や地球環境問題への対応などを目代に日本企業に痛めつけられたアメリカ産業は 90

指し，わが国が取り組むべき重点的な研究開発課題

年代に入って情報とバイオという突破口を開いた．

えられるからである．70年代，80年として「ライフサイエンス分野」，「情報通信分野」，

この分野はベンチャー企業など小回りの利く産業に「環境分野」などとともに，「ナノテクノロジー・材

適した分野であり，規制と重い組織に縛られた日本料分野」を挙げている．さらに，ナノテクノロジー・

企業は見る間に立ち遅れてしまった．しかも，情報

材料分野は，広範な科学技術分野の基盤を支える重とバイオの第二ラウンドは，「システムオンチップ」，

要分野であり，とりわけナノテクノロジーは 21世紀の科学技術の基幹をなす融合的かつ総合的な科学技「バイオチップ」などナノテクノロジーとの融合や，「バイオインフォーマティックス」など情報とバイオ術として，幅広い産業の技術革新を先導するものとの融合になるであろう．これらの分野は必ずしもこ位置づけられている．

れまでのようにベンチャー企業が最適の担い手とはそもそも，ナノテクノロジーへの関心は，米国のいえない面が出てくる．なぜならば，ベンチャー企

クリントン大統領が昨年１月ハイテク分野の研究開業の特徴は短期でビジネス化できるところにある発を強化するために，「21世紀情報技術戦略」と並んが，第二ラウンドで期待される産業はこれまでより

で「ナノテクノロジー戦略」を重点課題として 2001

長い研究開発期間と大型の資金が必要になるからで会計年度の予算を大幅に増額する方針を打ち出したある．

ことに端を発し，世界的に高まりつつある．「情報」と「バイオ」に関して，わが国は米国に遅れをとっそうなった時，わが国の研究体制はそれに十分対応できる準備ができているのであろうか．経団連はている，というのが大方の評価である．しかし，「ナ

昨年，産業技術委員会ナノテクノロジー専門部会をノテクノロジー」に関するかぎり，わが国のステー

新設し，
ナノテクノロジーが 21世紀型リーディング

タスは悪くない．情報技術を支える部品産業では，産業・分野の創出において強化すべきニューフロン

圧倒的な強みを発揮しているし，携帯電話などの移ティア技術の一つとして掲げるべきであるとの提言

動体通信機向けの部品に限れば世界の 70％を供給を行った．さらに，新エネルギー・産業技術総合開しているといわれる．基盤技術を支える政府プロ

発機構（NEDO）は，平成 1
3年度新規研究開発プロ

ジェクトも工技院の「アトムテクノロジー」，「マイ

グラムとして，精密高分子やナノ粒子，ナノメタル

クロマシン」，「ASET」，理研の「フロンティアマテ
リアル」，科学技術振興事業団の「ERATO」の幾つなど７つの研究プロジェクトからなる「材料ナノテ
クノロジープログラム」をはじめる．独立行政法人かのプロジェクトなど，比較的早くから適切な手を化をむかえる国立研究所も機構改革の一環としてナ打ってきたといえる．材料・素子分野においてもノテクノロジー関連の研究体制を強化しようとして「カーボンナノチューブ」，「青色半導体レーザー」，

いる．例えば，文部科学技術省直轄の金属材料技術「面発光レーザー」，「超巨大磁気抵抗素子」など世界研究所と無機材料研究所は統合されて物質・材料研のトップレベルの成果が我が国から生み出された．

究機構となりナノテクノロジ―分野を強化する．工しかしながら，今後のナノテクノロジー分野の展開

業技術院傘下の 15の研究所も産業技術総合研究所

をに改組され，ナノテクノロジーに関わる研究セン

えるとき，わが国の対応に一抹の不安を禁じえない．

ターや部門の設置が予定されている．また，文部省

（当時）も科技庁とともに「ナノテクノロジーの戦略追い」型ではなく，また従来の延長でもなく，「フロ的推進に関する調査検討会合」において，ナノテク

ント・ランナー」型の体制を作らなくてはならない

ノロジー重要研究領域マップ及び課題例に関する調ことである．そこでは，有機・無機・生体と情報を査を行っている．

統合した複合デバイス技術，そしてそれらを支える図に示したように，ナノテクノロジーは基盤技術，

高度計測技術などが不可欠になるであろう．ナノテ

基礎科学としても，応用技術としても，極めて多く

クノロジーの特徴はそのインターディシプリナリの領域にまたがる広大な研究分野である．この全体

ティーにある．それゆえに，これまでのような省庁を一研究機関でカバーすることは困難であるにして縦割り的・分野縦割り的な研究体制をうちこわし，も，少なくとも基盤技術，基礎科学，すなわちナノサイエンス・テクノロジーにおいては統一的な戦略

わが国におけるナノテクノロジー・フーズ・フーを基に，地域・分野・省庁・産官学を横断する研究ネッがたてられるような国家的センターを作り産官学のトワークを早急に構築しなければならない．理化学

協力によって充実を図っていくことが，わが国のこ研究所や新たに独立行政法人化される研究所，大学，

れまでの蓄積を有効活用し，国際的競争力を維持すなどの多様な研究機関との連携・協力を図ることで，る上で急務とわが国の新しい重層型研究システムとして極めて特えられる．特に，わが国の戦略として重要なことは，情報・バイオの場合のような「後超軽量・超強度構造材
カーボンナノチューブ
高性能触媒
複合材料
超格子
微結晶材料

量子コンピューター
平面ディスプレー
超高密度メモリー
高精細度プリター
大容量光伝送徴あるものになりうるのではないであろうか．

高度診断技術高度医療技術
移植用臓器
人工歯牙・人工骨格
遺伝子農業

バイオチップ
細胞工学
蛋白質工学
DNA工学

単一電子トランジスタ
単一電子メモリー
面発光レーザーホトニック結晶
巨大磁気抵抗効果素子
量子デバイス

薄膜技術

超電導送電
燃料電池自動車
石油代替エネルギー
微結晶薄膜太陽電池
環境汚染対策

ナノサイエンス・テクノロジーの樹

自己組織化
超微粒子

材料合成

質量分析

原子・分子操作
表面科学

プローブ顕微鏡
電子顕微鏡
NMR

ゲノム解析
蛋白質解析

マイクロマシン

超微細加工

量子効果
分子ダイナミクス

ナノサイエンス
計算機シュミレーション

シンクロトロン放射光1000兆分の１秒の量子光学の世界へ
北海道大学 大学院工学研究科 量子物理工学専攻
科学技術振興事業団 戦略的基礎研究
山下 幹雄

１

はじめに

適化する受動補償法である．このため，⑴帯域幅に制限があること，⑵一定の位相分散関数となり，群高速性の追求はいつの時代にも科学技術の飛躍的速度分散（GDD：φ(ω)），三次位相分散（TOD：φ

発展のための原動力の一つである．レーザーをベースとしたフェムト秒（１f＝10 秒）光技術はそのs(ω)），四次位相分散（FOD：φ(ω)）などが独立に任意波長で可変にできないことから，オクターブを最先端にあり人類が創り出した最高技術である．ま越える超広帯域光波のチャープ補償を完全に行うこた，時間 tがあらゆる現象を記述する基本パラメーとは不可能であるとタであるため，この技術は，自然科学の全分野でこ決するために，空間位相変調器（SLM）をフーリエれまで未知であった超短時間域の現象の解明と制御面に用いた波形整形法を能動チャープ補償法としての研究に唯一の強力な手段を提供し，新しい学問と産業を生み出す革新的な力を持っている．すなわち利用することを我々は，199
5年の応用物理学会以来指摘してきた［3，4］．その後，1
99
7年 Ye
l
i
nらは，

その特徴は①学際分野横断性，②時間域の顕微鏡，

この方法を 80fsチタンサファイアレーザー出力パ③量子ダイナミックスコントローラー，④超高密度

ルスに直接利用し，11f
sのチャープ補償パルス発生性パワー性（１PW ），⑤超高密度信号性（〜1000を報告した［5］．

えられる．これらの問題を解

）にある．
Tbi
t
s
本論文では，この中核となる光パルスのモノサイ

我々はこの SLM 法を用いて超広帯域チャープ補
償実験を行い，その結果 4.
1f（1.78サイクル）パs

クル化，サイクル時間域光波パルス計測，多波長同ルスの発生に成功している．この SLM 法は，⑴帯域

時光波整形について，我々の最近の研究を中心に述が非常に拡い（300−1500nm），⑵ GDD，TOD，FOD

べる，さらに今後のこの分野の方向についても言及する．

などが独立に任意の波長中心で微調できる，⑶計算機プログラム位相制御が可能である，⑷光学素子の物理的移動を伴わないでチャープ補償ができるの２

光パルスのモノサイクル化

で，そのつどパルス測定光学系を再微調することなく，位相分散の関数として insitu測定や最適化がで究極の光パルスであるモノサイクル光を発生させきる，⑸フィードバック自動制御ができる，⑹光波

るには，少なくとも二つの条件を満足する必要があ

断面の２次元並列性と２次元 SLM とを組み合わせ

る．第一に，一オクターブを越える（位相が確定して，さらなる光波機能制御（例えばチャープ補償と乱れの少ない）超広帯域コヒーレント光波の発生，波形整形とを同時に行う）が可能であるなどの特徴

第二に全周波数帯域に渡って同位相にするチャープ補償である．実際の実験現場では，これらに加えて，を有する．

オクターブを越えるスペクトルを有する光パルスの2.
1 SLM チャープ補償法

計測も重要な解決すべき課題となる．これまでに発

2.
1.
1 プリズム対とのハイブリットチャープ補償

生された最短光パルスは，フリンジ分解強度２次自Ａ

己相関（FRAC）計測法で確認された 4.
0fsパルス

SLM4‑f光学系にプリズム対を利用した場合［6］［1］と SH‑FROG計測法で確認された 4.
5f
sパル

30f
・400μJ・7
80nm・１kHz繰り返しパルスをsス［2］である．これらの発生に用いられたチャープ
補償法は全て，チャープ鏡・プリズム対・回折格子＝300mm 集光レンズで，L＝60cm・140μm コア
f
直径の Ar（２気圧）充塡シングルモード中空ファイ

対を組み合わせた，入射角度と距離の微調により最バー（チャンバー窓１mm 厚サファイア）に伝搬さ

せ，自己位相変調＋分散により，600nm から 1000は，上述の場合に比べて，１）4‑
f光学系が分散フ0f
nm までスペクトル幅を拡げる．この 18sチャー
プパルスを，65cm 間隔 BK7ブリュースタープリズ

リーであるため，２）チャープ補償調整が比較的容

ム対（折り返し型）により前置補償する．さらにこ線形となるため，高周波側で一ピクセル当たりのスの出力パルスを，高分散 TF5ブリュースタープリ

ペクトル幅 Δω が大きくなる，２）透過効率がおち

ズム対（各辺 20mm・厚さ 20mm）・凹面鏡対（f＝る，３）オクターブを越えるスペクトルの場合２次

200mm・銀コーティング）
・1
28ピクセル SLM（ピ

回折光をカットしなければならない問題点を有してクセル幅 97μm・ギャップ幅３μm・全長幅 1
3mm・

いる．

63
3nm で４π可変・1
2bi
‑f光学
t
s階調）から成る 4系により，主チャープ補償する．λ＝760nm（ω ＝②

2πc/76
0nm＝1
.24
×1
0 r
）での φ(ω)＝−330
ad/s
0f
f
s，φ(ω)＝＋200
s なる位相シフト φ (ω)＝(φ

易である利点を有するが，一方１)x−ω 関係が非75MHz繰り返し石英ファイバー出力パルスに対して［9］
同様なチャープ補償実験を，2.
5mm 石英ファイ

(ω)/
2)
×(
6)×(
ω−ω )＋(φ(ω)/ω−ω ) を，計算機プログラム制御により SLM 上に与えた時，最バー（コア直径 2.7μm）出力の 92fsチャープパル

短 6f（2.4サイクル：ssech 瞬時波形を仮定）のパ幅）に対して行った．このパルスのチャープは，SH‑ルスが発生された．与えた分散特性は，計算から求
前置補償分散・TF5プリズム対材料分散・SLM 基盤
材料分散・空気の分散とほぼ一致する（符号は逆）．

0nm で φ(ω)＝−34
2FROGで 測 定 さ れ，λ＝80
79f
f
s，φ(
ω)＝−4
s であること，その瞬時波形は
４つのピークを有するサブパルス構造であることを示した．そこで 59cm 間隔のブリュスター石英プリ

パルス測定は，0.5mm 厚基盤超広帯域多層膜ビー

ズム対（折り返し型）でこの φ(ω)を前置補償した

ムスプリッター・超広帯域銀コート鏡・type

められたファイバー出力チャープ［7］・プリズム対ス（75MHz繰り返し 670nm〜930nm スペクトル10後，上述より精度の高い SLM‑
4‑f光学系（300本/μmBBO結晶からなる FRAC測定装置により行われた．

0mm 焦点距離凹面鏡mm 銀コート回折格子対・20対・256ピクセル SLM（100μm ピクセル幅・7μm

次小節で述べる回折格子対の場合と比較して，こギャップ幅・−27mm 全長幅））により主チャープ補の場合の利点は，⑴ SLM 上でのピクセル位置 xと償を行った．計算から得られたプリズム対分散・

空間的に分散された光波の角周波数分布 ω との間にほぼ線形関係がある，⑵超広帯域に渡って透過率が良い，⑶二次回折光の問題がない，⑷比較的小さ

SLM 基盤分散・空気の分散にほぼ等しい（符号は逆），λ＝800nm で φ(ω)＝−150fs，φ(ω)＝＋
22
0f
1f
・
s の分散特性を SLM 上に与えた結果，7.
s

な全長幅の SLM が使えるなどである．一方欠点は，

2.
7サイクルの t
r
ans
f
or
ml
i
mi
t
e
dパルスが発生さ4‑f光学系自身が分散を有することである．

れた．さらに，φ(を最ω)を最適値に固定し，φ(ω)
適値からわずかに変化させながら，FRAC波形の三

Ｂ

SLM4‑
f光学系に回折格子対を利用した場合
1kHz繰り返し中空ファイバー出力パルス対し

次位相分散依存性を測定した結果，7f
s台の光パルスは，φ(ω)＝±60fの小さな変化でも，
大きく影
s

て［8］

響を受けることがわかった．

①

同様なフェムト秒パルス光源・シングルモード中
空ファイバー・前置補償器（但し，プリズム間距離50c（150本/mm,m）に加えて，回折格子対
800
nm ブ

2.
1.
2 SLM4‑f光 学 系 の み に よ る チャープ 補 償［10］レーズ波長・入射角 3.
2）・凹面鏡対（上述と同様）・

より簡単により透過効率良く行うために，プリズ‑f光学系主補償
SLM（上述と同様）から成る SLM4
器 に よ り，57
0nm か ら 970nm の 超 広 帯 域 300f
s

ム対前置補償器を用いずに，2.1.
1Ｂ①と同様な

チャープパルスを補償する．前述と同様な計算から中空ファイバー長 34cm・内径 100μm：648ピクセ

予 想 さ れ る λ＝760nm で の φ(ω)＝−400fs，φ

ル SLM・97μm ピクセル幅・5μm ギャップ幅・67(ω)＝＋1100fs， φ(ω)＝＋2000f
s の φ (ω)を
上
に
与
え
た
時，最
短
4
.
9
（2
SLM
f
s .06サ イ ク ル

2位相階調：他は 2.1.1Ｂと同じ）．
mm 全長幅・19480nm から 90
0nm に拡がったチャープパルスを，

t
r
ans
f
or
ml
i
mi
t
ed）パルスが発生された．この場合計算から求めたファイバー出力パルスの実効的分

チャープパルスに対して，補償実験を行った（但し，

散・ファイバーチェンバーサファイア窓分散・SLM
基盤分散・相関器ビームスプリッター基盤分散・空点がある．例えば， (
)
をs
t
ec
h 波形と仮定すると，気の分散に等しい（符号は逆）分散特性として，λ＝

t
r
ans
f
or
ml
i
mi
t
edパルスより狭いパルス幅結果を与える．さらに ()
が小さなサブパルス構造波形やt800nm で φ(ω)＝−32
9fs，φ(ω)＝−748fs，φ３サイクル程度以下のパルスに対して，しばしば(ω)＝0fs となる φ (ω)を SLM 上に与えた結果，
4.
1f（1.78サイクル）の t
s
r
ans
f
or
ml
i
mi
t
edパルス

非対称パルス波形を示す場合には，サイクル数が少が発生された（SLM チャープ補償による最短パル

あるように思える．この１，２年これらの問題を解ス）．この時の SLM4‑f光学系 の 出 力 透 過 効 率 は決するために，試作 SH‑FROG計測により，パルス

30％以上であった．
SLM により位相シフトを正確に与える高精度波形を決定することが試みられている．
そこで我々は，ほぼ同一条件のパルスに対して

チャープ補償を行うために最も重要なことは，一ピ（2‑1‑2と同様なチャープ補償法で）補償した光パル

クセル当たりの位相シフトを π以下に押さえるこスの FRAC計測と SH‑
FROG計測とを行った．そとである．このために SLM 上のピクセル位置 xとの結果，前者では 4.
5f
0fsと計測され，後者では 5.
s光角周波数分布 ω との非線形関係を慮して，φ(ω)のテーラー展開中心角周波数 ω を，高周波側にシフトさせて φ(を決めることがω)，φ(ω)，φ(ω)の瞬時波形パルス

効果的なチャープ補償となることがある．

伝播距離がわずかに異なるため，これら最短パルス

これまで述べてきた SLM チャープ補償法は，その超広帯域性と高柔軟性の極だった特徴から，最近時の λ＝600nm 中心での SLM に与えた φ(ω)，φ(ω)，φ(ω)はわずかに互いに異なっていた．後者の実証されたフォトニクスクリスタルファイバーや場合がパルス幅が拡くなる理由は次の三点にあるとテーパーファイバーに対しても，唯一応用可能な手
法であると

えられる．

なくなってくると，正確な情報を得ることが困難で(t)（位相時間変化 φ(
)も測
t
定：t
パルスは
4
.
4
）
と測定され
r
ans
f
or
ml
i
mi
t
e
d
f
s
た［1
0］．両者の測定装置の光学素子分散特性や空気えられる．前者では，後者にあらわれるサブパル
ス（前端部）が正確に評価されていない．また，後者がわずかに示している主パルスの非対称性も前者

2.
2 さらなる短パルス化へ［11，12］

では評価できない．さらに後者の測定法では，ノン上述のように，自己位相変調により 480nm から
90
0nm まで拡がった超広帯域スペクトルを SLM

コリニアで第２高調波光スペクトルを発生させるた法により，チャープ補償を行い 1.
78サイクル・4.1
fsパルスが発生された．さらに短い（可視域で）1.0

る（t）．ちなみに，この効果を
i
mes
mear
i
ngef
f
e
ct
慮して補正計算を行うと，5.
0f
.7f
sは 4
sと補正

サイクル近いパルスを発生させるために，我々は既される．補正された SH‑FROGの結果は，前者の結に，シングルモードファイバー中の誘起位相変調を果より正しい結果に近いとめ，有限ビームサイズにより遅延時間に誤差を与ええられる．

利用して，300nm から 1000nm に渡る（Δν＝700

しかし，この SH‑
FROG法も一オクターブを越え

・0.9サイクル t
THz
:
1
.
5
f
s
r
ans
f
or
ml
i
mi
t
edパルス
に対応）超広帯域コヒーレント光波発生に成功してるスペクトルのモノサイクルパルスを計測するにはいる［11］．この光波に SLM チャープ補償法を利用れる FROG信号光（第２高調波スペクトル）の最長

し，かつ最適化を進めている SPI
DER装置（次節参

波長部が，被測定パルススペクトルの最短波長部と照）により発生パルスを計測することによって，1.0
サイクル近くのパルス発生が期待できる．

重なるため，S/N よく正しい測定を行うことが困難となる（例えば，偏光板を利用して基本波光をカッ問題がある．すなわち，遅延時間の関数として得らトしても，偏光板の波長依存性が影響を与える）．

３

サイクル時間域光波パルスの計
測評価［1
0，12
］

そこで我々は，より最近提案された SPI
DER装置
を試作し，同様なチャープ補償パルス測定を試みている．被測定パルス対とチャープパルスとの和周波

上述まで用いてきた（また一般にも用いられてい光干渉スペクトルを測定する方法であるため，測定る）FRAC法には，瞬時強度波形 (t)
を仮定して，
測定相関波形 G()
をフィッティング計算すること
τ

条件を選べば，オクターブを越えるパルス波形測定によって，発生パルス幅を決定せざるを得ない問題

間となる利点はあるが，感度は劣る．まだ最適化さが可能である．測定必要時間も SH‑
FROGより短時

れてないが，我々は既に 5.0fsパルス波形を観測しムト秒多波長波形整形技術を応用した手法を定量提

ている
［1
2］
．これは SPI
DER法により測定された最案した．すなわち，中心周波数差を分子振動・格子

短パルスである．

振動周波数に一致させ，かつそれぞれのパルス繰り
返し周波数を分子振動・格子振動周波数に一致させ

４多波長同時波形整形［13］多次元 NMRの手法を光領域に拡張するため，新しい試みとして多波長整形ビーム同時発生の研究を進めている．
異なった中心波長 λ を持ち（独立に波長可変）さらにそれぞれが独立に任意の波形整形（繰り返し周た２波長同期整形パルス列を用いる．これにより，実効的な周波数シフト効果を生じさせ，高効率での特定分子振動・格子振動選択的励起が可能となることを理論的に明らかにした．

５

21世 紀 はむすびにかえて波数（ν ）可変 THzパルス列を含む）可能なフェム
ト秒３（および２）ビーム同時発生の基礎実験に成

この極限光波科学自身の今後の方向については三功した．この新光波機能は，MRIの光領域への拡張に加えて，電子状態・振動状態選択的多重共鳴，量つの視点が子状態ダイナミクス選択制御，多次元光情報伝送処把えるのではなく，電波（の電圧と位相）と同様，

理など新しい学際的応用分野を拓く可能性を秘めて（光電場振動が数サイクルのみ持続する時間域での）いると えている．
前述の Ar充塡シングルモードキャピラリーファ

光波電場振幅・位相・周波数・偏光・偏向を自由に制御・合成し応用を開拓していく研究の方向が え

イバーからの超広帯域光波（450−950nm・1KHz繰

られる．これには，空間並列的な制御も念頭に入れ，り返しパルス）に対し，4‑
f光学系内の２次元空間

時空間四次元で光波を把えることも重要である．具フィルター＋２次元空間位相変調器（648×2ピクセ

体的には例えば，SVEA（緩包絡波近似）フリーモノ
サイクル非線形光学が えられる
［14，15］．第二はルおよび 648
×3ピクセル）
により，各行異なった振幅変調スペクトル毎に独立に位相変調を行った．そえられる．第一は，これまでの光パルス技術の様に光を強度波形・強度スペクトルとしての結果，２ピクセルの場合には λ ＝669nm・ν ＝

光波パルス機能の極限化である．PW を越える巨大
尖頭出力パルス発生，1f＝10sを切るアト秒（1as1.
7THzと λ ＝744nm・ν ＝1
0.4THzとの２波秒）パルス発生，Ｘ線・γ線でのモノサイクルパルス

長整形 THzパルス列（λ ，λ は 665−820nm まで
可変可：ν ，ν は 10
.5THzまで可変可：各ビーム発生，繰り返し周波数が〜100
0THz近くの信号パルス列発生・シングルフォトン域のモノサイクル光のパルスエネルギー10μJ）の光ビーム同時発生を確

波発生・光周波数絶対計測などが挙げられる．第三認した．３ピクセルの場合には，λ ＝619nm・ν ＝3.
3THzと λ ＝692nm・ν ＝2.
5THzと λ ＝765

は，半導体レーザー・ファイバーレーザー・非線形

nm・ν ＝1.0THzとの３波長整形 THzパルス列（λ ，λ ，λ は 61
5−800nm まで可変可：ν ，ν ，
5THzまで可変可：各ビームのパルスエネ
ν は 3.

高効率化・集積化・汎用化である．例えば，最近，ルギー10μJ）の光ビーム同時発生を確認した．

た．フェムト秒技術のリアルワールド化である．

フェムト秒光パルス多波長波形整形技術を応用す
ると，高エネルギー領域の分子振動・格子振動の高この極限光波科学の潜在的応用は広範囲に渡る．
一つは，物理・化学から生物・医学におよぶ超高速

効率選択励起が可能である．現在まで，分子振動・現象の，種々の変形可能な位相相関超高速非線形分格子振動の選択励起は，ある波長のパルス列のパル光法などによる解明である．電場振幅・位相などのス繰り返し周波数を分子振動・格子振動周波数に一超高速応答計測・光域フーリエ分光なども可能とな致させることにより実現されているが，個々のパルるであろう．ナノ構造や物質表面の単一原子分子レスのパルス幅が有限であることから，高エネルギー

ベルのダイナミックスを含む，原子・分子・イオン

領域の分子振動・格子振動を選択励起する場合は，から半導体・超伝導体・分子集合体・生体分子系［17］その効率がきわめて低くなる．この高エネルギー領まで様々な物質の量子過程が対象となる．振動状態域での低効率性を回避するため，我々は以下のフェ波束から電子状態波束ダイナミクスへ光遷移双極子

光学材料［16］・分子集合体などを利用した小型化・
メンテナンスフリーで電池で動作するフェムト秒パ
ルス光源やフォトニクスファイバーなどがあらわれ

モーメント ρ時間分解分光も可能となるかもしれコンピュータなどの高度情報化社会への応用である

ない．二つ目は，これら量子過程の超高速時間発展（モノサイクル光は究極のデジタル I
T 革命技術のに対応させて，複数の遅延同期異波長整形光波を照根幹となる）．その他，高効率な巨大尖頭出力光源射して，特定量子状態（電子状態・振動状態・回転（キャリア波位相を制御した）を励起源とした汎用状態）を選択多重共鳴励起し，人工的特異的な量子テーブルトップＸ線レーザーや核融合への応用，さ相互作用制御・分子反応生成・物質創成・分子運動

らには宇宙空間も含めた遠隔操作が可能な環境計測

制御・分子認識制御・分子機能制御・分子診断治療応用なども挙げられる．

を実現することである．「多次元 NMRに対比する

いずれにせよこの分野には，もっと多くの光が必

多次元量子光波共鳴？」「生命ははじめに光ありき？」はこの方向の今後の意義を暗示する．三つ目要である．有限なサイズとモビリティを有する電子を媒体とするため限界の見え始めた電子工学は，21は，時間波長多重や光ソリトン伝播による（搬送波

世紀には，光子・電子・原子・分子・超分子などの

光ソリトンを含む）〜1000Tbit
s近くの高密度光通素過程概念を包括した量子工学にとって変わられる

信および時空間並列制御を活かした光情報処理・光かもしれない．

［参［1］ Z.Che
ng,F.Kr
aus
ze
tal
.
,“
Ul
t
r
af
as
tPhenome
naXI
”
,(
Spr
i
nge
r
Ver
l
ag,19
9
8
,p.
8
,Be
r
l
i
n)
.
［2］ A.Balt
uska,D.A.Wi
e
r
s
mae
tal
.
,Opt
.Le
t
t
.23
,
1
4
74(
1
9
98
)
.
［3］ M.Yamas
hita,H.SoneandR.Mor
i
t
a,J
pn.J
.
Appl
.Phys
.3
5,L1
19
4(
19
9
6
)
.
［4］ M.Yamas
hita,H.SoneandR.Mor
i
t
a,I
EEEJ
.
Quant
um El
e
ct
r
on.3
4
,2
14
5(
1
99
8
)
.
［5］ D.Yelin,Y.Si
l
ber
be
r
ge
tal
.
,Opt
.Le
t
t
.22
,1
79
3
(
19
9
7
)
.
［6］ L.Xu,N.Nakagawa,R.Morita,H.ShigekawaandM.Yamas
hi
t
a,I
EEEJ
.Quant
um El
e
c
t
r
on.
3
6
,8
9
3(
2
0
0
0)
.
［7］ N.Kar
asawa,R.Morita,L.Xu,H.Shigekawa
andM.Yamas
hi
t
a,J
.Opt
.Soc
.Am.B1
6,66
2
(
19
9
9
)
.
［8］ L.Xu,L.Li,N.Nakagawa,H.Shi
gekawaand
M.Yamashita,I
EEE Phot
oni
csTec
h.Le
t
t
.12
,
1
5
40(
2
0
00
)
.
［9］ S.Nakamur
a,L.Li,N.Karasawa,R.
Mor
i
t
a,
H.
Shi
gekawaandM.Yamas
hi
t
a,Tec
h.Di
ge
s
tof
1
2 I
nt
e
r
.Conf
.on Ultraf
astPhenome
na XI
I
(
Char
l
es
t
on,S.C.
,USA,July,200
0:OSA)&

文献］
“Ul
t
r
af
as
tPhe
nomena XI
I
”(
Spr
i
nge
r
Ver
l
og,
20
0
0,Se
pt
.
,Be
r
l
i
n)PP.56
5
8.
［10］N.Karasawa,L.Li,A.Suguro,H.Shigekawa,R.Morit
aandM.Yamas
hi
t
a,i
ns
ubmi
s
s
i
on.
［11
］N.Karasawa,R.Morita,H.ShigekawaandM.
Yamas
hi
t
a,Opt
.Let
t
.2
5
,8
3(
20
0
0
)
.
［12
］L.Li
,S.Kusaka,N.Kar
asawa,R.Mor
i
t
a,H.
Shi
ge
kawa,andM.Yamas
hi
t
a,i
npr
e
par
at
i
on.
［13
］R.Morita,N.Kameya,M.Yamas
hita,A.Sugur
oandH.Shigekawa,i
ns
ubmi
s
s
i
on.
［14
］N.Karasawa,S.Nakamur
a,R.Mor
i
t
a,H.
Shi
ge
kawaandM.Yamashita,Nonli
nearOpt
.
24
,13
3(
20
0
0)
.
［15
］N.Karasawa,S.Nakamur
a,N.Nakagawa,M.
Shi
bata,R.Morita,H.Shigekawa and M.
Yamas
hi
t
a,I
EEE J
.Quantum Electron.Mar
c
h
(
2
00
1
)i
npr
e
s
s
.
［16
］M.Yamashita,S.Kikuma,Y.Yamaoka,H.
MurakamiandR.Morita,Appl
.Phys
.Le
t
t
.7
5,
28(
1
99
9
)
.
［17
］T.Fuji
war
a,Y.Kamoshida,R.MoritaandM.
Yamas
hita,J.Photoc
hem.Phot
obi
ol
.B4
1
,1
14
(
1
99
7
)
.

部門研究紹介（電子計測制御部門)
ナノの揺らぎを観てフェムトニュートンの力を測る
光システム計測研究分野
笹木 敬司 ……………………………………… 13高温超伝導体 SQUID をめぐる研究
量子計測研究分野
栗城 眞也 ……………………………………… 1
8
基礎医学における未解決の難題「血管病の局在化機構」の解明を目指して
我々の挑戦
自律調節研究分野
狩野
猛，和田

成生，丹羽

光一 ……… 2
4

培養系を用いた虚血性脳疾患病態メカニズムの解析
適応制御研究分野
河原 剛一，佐藤 秀臣，細谷類，
堀
順二 ……………………………………… 3
2

ナノの揺らぎを観てフェムトニュートンの力を測る
光システム計測研究分野

笹木敬司

本研究分野では，光の粒子性，波動性，量子性を極限まで活用し，既存の光計測，光情報通信処理の限界を超える，新しい光科学技術の研究を進めている．ここでは，マイクロ・ナノメートルサイズの微粒子一個をレーザートラッピングしながら，熱による位置揺らぎを光ナノ計測することにより，微粒子に作用するフェムトニュートンオーダーの力を解析するシステムを紹介する．また，本システ
ムを用いてエバネッセント場が発生する放射圧や，静電場中の帯電した高分子微粒子に作用する極微弱な力を解析した実験について述べる．

１

はじめに

力の大きさを求める方法が開発されている．
しかし，
放射圧はピコ〜フェムトニュートンと極めて小さい

ベル研究所の As
hkin博士と一昨年ノーベル物理

ため，溶媒中における熱運動のランダムな力により学賞を受賞した Chu博士らが，集光レーザービーム
による微粒子のトラッピング法を提案してからもうバランスが乱され測定誤差が非常に大きくなる．原
子間力顕微鏡（AFM）を利用しカンチレバーの探針

15年になる［1］．この間，生物学の分野では，バク先端部に微粒子を取り付けて力を測定することも可

テリアやウイルス，染色体，精子，DNA 分子などの能であるが，ピコニュートン以下の力は測定が困難

操作法として利用され，細胞融合，細胞内小器官のであり，また探針が微粒子や溶液と相互作用して系

輸送，バクテリアのべん毛や筋肉内分子の相互作用の物理・化学的状態が乱されてしまうため i
ns
i
t
u測

の観察などに成果を挙げている．我々も，光物理・定は実現できない．

光化学への応用として，単一微粒子を捕捉しながらここでは，本研究分野で新たに開発した放射圧ポ

光反応を誘起し分光計測や微細加工を行うシステム

テンシャル測定法を紹介する．本手法は，熱によるを開発してきた［ ］．
レーザー走査マニピュレーショ
ン技術を用いれば，微粒子を任意のパターンに並べ，ナノメートルオーダーの位置揺らぎを直接観測して単一微粒子に作用する放射圧をフェムトニュートン

時間的に配列を変化させたりパターンに沿って任意の感度で計測するものである．また〝放射圧"を光の速度で輸送することができる．また，ナノメート

バネとして利用しポテンシャル測定を行うことによ

ルサイズの分子集合体や高分子一本ずつに放射圧をり，溶液中や固体表面近傍において微粒子に作用す

作用し集合構造や会合状態を変化させて反応や相転るファン・デル・ワールス力，電気二重層相互作用，移を制御することも実現している［3］．

溶媒和力，水素結合力等の極微弱な力を非接触・非では，レーザー光によって微粒子や分子，分子集

破壊的に直接測定することも可能である．
本稿では，合体にどのくらいの大きさの力が働くのだろうか．

その中から静電力測定によって単一微粒子の表面電放射圧による分子集合構造変化のメカニズムを解明するためには，作用する放射圧を定量的に解析する

荷密度を解析した例についても紹介する．

必要がある．幾何光学，波動光学に基づけば微粒子る光学系の僅かな変化によって放射圧は理論値から微粒子に作用するポテンシャル
測定法

大幅にずれる．また，分子や分子集合体の場合，溶レイリー散乱の理論によると，波長より十分小さ

媒中における集合構造や会合状態によって変化する

い微粒子は１個の電気双極子として近似することが放射圧の大きさを定量的に予測することは困難であでき，この双極子が光の電磁場から受ける力としてる．実験的に放射圧を測定する手法としては，粘性

放射圧を解析することができる．放射圧には２つの抵抗を微粒子に作用させて放射圧とのバランスから成分があり，一つは不に働く放射圧を計算できるが，レーザー光を導入す

２一分布をした電場の中に双極子が置かれたとき発生する静電応力（勾配力）である．この力は，電磁理論により

F

＝

1
∇
2α E

⑴

と与えられる．ただし，E は光の電場，αは微粒子の分極率で，微粒子の半径 rと屈折率 n および媒質の屈折率 n と誘電率 ε を用いてn −nα＝4πεr ＋2nn⑵と表される．放射圧の第２成分は光エネルギーの進
行方向が時間的に変化することによって生じる力（散乱力）であり，光の波長 λに依存してF

4＝ πn α E3λε⑶と与えられる．
集光レーザービームを透明な誘電体微粒子に照射した場合，一般に勾配力が散乱力に比べて十分大き
く，電場勾配の方向すなわちレーザー光の焦点位置

図１ ３次元ポジションセンシングの原理．

の方向に放射圧が働く．その結果，微粒子は焦点位置近傍に引き寄せられ重力と釣り合う位置で３次元傍にエバネッセント場を生成する．この状態では溶的に捕捉される．一方，屈折率の異なる２つの誘電液側の顕微鏡対物レンズに光は入らないが，エバ

体界面でレーザー光を全反射させたときに発生する

ネッセント場を微粒子に照射すると場が乱されて散エバネッセント場を微粒子に照射した場合，界面に乱光が発生する．この散乱スポットを対物レンズで垂直方向には指数関数的に変化する勾配力が，界面４分割フォトダイオード（QPD）検出器上に結像すに平行な面内ではレーザー光の入射方向に散乱力が作用すると えられる．
全反射顕微鏡法を３次元空間に拡張して微粒子にると，QPDの２つの差動出力から微粒子の x，y方向の変位が得られ，エバネッセント場が界面から指数 関 数 的 に 減 衰 す る こ と か ら QPDの 総 和 出 力

作用する放射圧ポテンシャルを高速・高精度に計測I(z）により微粒子の z変位がする手法の原理を説明する［4］．まず，熱運動する微粒子の位置の時間的揺らぎを，後述する手法を用いてナノメートルオーダーの精度で観測する．この

I(z)＝Ie
xp

−z
d

⑸

揺らぎを位置に対する頻度としてヒストグラムに変によって与えられる．ただし，d はエバネッセント
場の滲み込み深さ，Iは微粒子がガラスに接触した

換すると，これは微粒子の存在する空間分布であり，ときの散乱光強度で，実験ではトラッピングにより規格化すると微粒子を位置 xに見出す確率密度関

微粒子をガラス表面に押しつけたときの強度を用い数 p(x）が得られる．このランダム過程は熱エネル
ギーによるものなので，ボルツマン分布ている．この手法により 10nm 以下の位置測定精度を容易に得ることができる［４］．

p(x)＝exp

−V(x)
k
T

⑷

を適用すると，確率密度関数 p(から kT(k：ボルx）ツマン定数，T：温度）を単位としたポテンシャル
エネルギーV(x）が求められる．

３

エバネッセント場の放射圧測定

図２⒜は Nd:YAGレーザー（1064nm，７mW ）の集光ビームにより常温，水中で捕捉したポリスチ

図１に微粒子の３次元位置検出の原理を示す．ガレン微粒子（粒径 4.5μm）について光軸方向にガララスと試料溶液の界面で位置測定用のレーザー光

ス界面からの距離の関数としてポテンシャルを測定（HeNeレーザー）を全反射させて溶液側の界面近した結果である［5］．微粒子の熱運動のカットオフ

YAGレーザーのエバネッセント場により生じたポ
テンシャルを与ることができる（図３⒜）．エバネッ
セント場の強度分布に対応して界面から指数関数的にポテンシャルが増加するのが観測されており，勾配力が支配的であることが分かる．エバネッセント
場のパワーを上げると（図３⒝ 80mW ，図３⒞ 15
0mW ），ポテンシャルの傾きが大きくなり放射圧の増加が確認できる．これらのポテンシャルの微分波形からエバネッセント場の放射圧の空間分布が求められ，その力の大きさは数十フェムトニュートンオー
ダーである．
図４⒜は水中に分散した粒径 250nm の金微粒子
図２ ⒜ポリスチレン微粒子（粒径 4.5μm）に作用する界面
垂直方向のトラッピングポテンシャル，⒝エバネッセ
ント場を印加したときの相互作用ポテンシャル．

に Nd:YAGレーザーを集光したとき発生する放射圧ポテンシャルを，光軸と垂直方向に測定した結果である［6］．
ポテンシャル曲線は放物線でフィッティ
ングすることができ，調和振動子を仮定してトラッ

周波数から QPDのサンプリング時間は 2.5μsに設定している．界面から 100nm 以下の領域で電気二重層斥力によるポテンシャルの急激な変化が観られている．300−400nm 付近のくぼみがレーザー焦
光点付近のトッラピングポテンシャルであり，いく
つかの小さいくぼみは反射光の干渉によるものとえられる．図２⒝は，集光ビームに加えて Nd:YAG
レーザーの平行ビーム（パワー50mW ）を位置検出用の HeNeレーザーと同軸で界面の下側から全反射角で照射し，エバネッセント場を発生させたときのポテンシャルの測定結果である．微粒子にエバ
ネッセント場による放射圧が加えられることによって，ポテンシャルディップが界面側にシフトしてい

図４ ⒜金微粒子（粒径 250nm）に作用する界面水平方向のトラッピングポテンシャル，⒝エバネッセント場を印加したときの相互作用ポテンシャル．

る．図２⒜と図２⒝の差を求めることにより，Nd:

図３

エバネッセント場放射圧の界面 垂 直 方 向 の ポ テ ン
シャル（ポリスチレン微粒子）．⒜図２の差ポテンシャ
ル（レーザーパワー50mW），⒝ 80mW，⒞ 1
50mW．

図５ エバネッセント場放射圧の界面 水 平 方 向 の ポ テ ン
シャル（金微粒子，図４の差ポテンシャル）．

ピングのバネ定数を計算すると 10 N/m オーダーを印加すると，微粒子表面の電荷により静電力が発である．これは AFM のカンチレバーのバネ定数よ生し，たとえば負の電荷を帯びていると微粒子は陽り数桁小さい値である．先の実験と同様にエバネッ

極方向に引っ張られる．そのため，微粒子に作用すセント場を付加して測定したポテンシャル（図４⒝）るポテンシャル曲線は静電力の方向にシフトする．

との差を求めると，図５の直線的なポテンシャルが

静電力は場所に依存しないため，電場を印加したと得られる．これは，界面と水平方向にはエバネッセ

きとしないときのポテンシャルの差，すなわち静電

ント場の強度が一定であり，位置に依存しない散乱

力によるポテンシャルは直線になり，その傾きから力が金微粒子に作用していることを示している．力静電力を求めることができる．得られた静電力と電の大きさは傾きから 1.7pN と得られる．

場強度，粒径から微粒子の表面電荷密度を計算することができる．

４

単一微粒子の表面電荷密度測定システムを用いて単一微粒子の表面電荷密度測定

塩化ナトリウム水溶液中のポリスチレン微粒子（粒微粒子表面の解離基が電離したり溶液中のイオン

径 4.5μm）の帯電量を測定した結果を図６に示す．

が表面に吸着して発生する表面電荷を定量的に測定使用したポリスチレン微粒子は作製時に使用した重する手法としては電気泳動法が広く用いられてき合開始剤のスルホン酸基が表面に残っているためにた．しかし，この手法は電場を印加したときの微粒溶液中で負の電荷を持つと子の流れから電荷を解析するため，測定条件のばら

しては，顕微鏡スライドガラスの上に約 600μm のつきやブラウン運動の影響を受け易く，高い精度を得ることが難しい．また，静電力と粘性抵抗の釣り間隔で２本の金電極（厚さ 50μm，長さ 15mm）を張り付け，カバーガラスを被せたものを作製し，こ合いに基づく流体力学的解析も複雑であるという問れに微粒子を分散した溶液試料を入れる．電極には題点がある．そこで我々は，帯電した単一微粒子を定電圧源で２V 印加したときと印加しないときのレーザー捕捉しながらマイクロ電極で電場を印加

差のポテンシャル（図６）が静電力による成分であ

し，静電力によるポテンシャル曲線の変化を観測しり，予測通り直線的なポテンシャルとなっている．

て表面電荷密度を高精度に解析する手法を開発した

この傾きから求めた静電力は 450f
N であり，表面電［7］．

荷密度は 3.1μC/m と得られた．ナトリウムイオン

えられる．試料セルと本手法は，まず対物レンズで溶液中に集光したの濃度を増加させるとポリスチレン微粒子表面のスレーザービームによって微粒子を３次元的に捕捉し，前述の手順で光軸に垂直方向のポテンシャルを

ルホン酸基の解離度が減少し微粒子の表面電荷密度が小さくなる現象も観測されている（図７）．このよ測定する．この微粒子にマイクロ電極を使って電場

うに本システムはポテンシャル測定法により高い精

図６ 塩化ナトリウム水溶液中のポリスチレン微粒子（粒径4.
5μm）に作用する静電力のポテンシャル．

図７ 表面電荷密度のナトリウムイオン濃度依存性．

度で表面電荷密度が解析できるだけでなく，不一

これらの微粒子は，集合体を構成するための原子・な媒質や時間的に変化する試料にも適用できるとい

分子間力や表面力だけでなく，種々の外力が作用しう特徴があり，分光測定と組み合わせて単一微粒子て系の平衡状態が保たれている．微粒子に作用する

表面の吸着分子や解離基の定性・定量的物質解析が種々の力はコロイド科学や界面科学の分野で古くか可能である．

ら研究がなされており，理論面では DLVO理論が完成している．しかし，発生する力は前述のように

５

極めて微弱であるため，熱エネルギーによりランダおわりにム運動する条件下で直接的に測定することは困難で

有機ナノクリスタル，半導体超微粒子，高分子凝集体，ミセル，色素分子会合体など，原子・分子のあり，実験的研究は立ち遅れていた．本稿で紹介した光の放射圧を高感度・高精度な光バネとして利用

微小集合体は，マクロスコピックな材料と異なる集した３次元ポテンシャルの非接触・非破壊計測法は，合構造を形成したり，微小空間への閉じ込めによる

原子・分子レベルでの吸着・付着の観察や分子集合

量子サイズ効果や表面・界面に特徴的な物理・化学

体の凝集・会合の解析に新しい展開をもたらすこと現象によってバルクの状態では観られない物性が発が期待できる［8］．

現することから，最近盛んに研究がなされている．

［参［1］ A.As
hki
n,J
.M.Dz
i
edz
i
c
,J
.E.Bj
or
khol
m,and
S.Chu,Opt
.Le
t
t
.
,1
1,2
88(
1
98
6
)
.
［2］ 笹木敬司，増原宏，O pl
usE,2
0
,3
6(
1
99
8
)
.
［3］ 笹木敬司，堀田純一，増原 宏，化学と工業，49
，
1
0
45
（19
9
6）
．
［4］ K.Sas
aki
,M.Ts
uki
ma,andH.Masuhara,Appl
.
Phys
.Let
t
.
,7
1,3
7(
1
9
9
7)
.
［5］ K.Wada,K.Sas
aki,andH.Masuhara,Appl
.

文献］
Phys
.Le
t
t
.
,7
6
,2
8
15(
2
0
00
)
.
［6］ K.Sas
aki
,J
.Hot
t
a,K.Wada,andH.Mas
uhar
a,
Opt
.Let
t
.
,2
5
,1
38
5(
2
00
0
)
.
［7］ K.Wada,K.Sas
aki,andH.Masuhara,Appl
.
Phys
.Le
t
t
.s
ubmi
t
t
e
d.
［8］ K.Sasaki,K.Horio,andH.Mas
uhar
a,J
pn.J.
Appl
.Phys
.
,3
6,L7
21(
1
9
97
)
.

高温超伝導体 SQUID をめぐる研究
量子計測研究分野

１

はじめに

栗城

眞也

な側面を持っている．

高温超伝導体 SQUID（Super
conducting Quan-

量子計測研究分野では高温超伝導体の登場以来，いろいろな場所で種々の用途に使える汎用性のある

t
um I
nt
er
f
er
enc
eDe
vi
c
e）は YBaCuO（YBaCuO ）などの酸化物超伝導体材料から作製される磁

］．こ
SQUI
Dの開発を目指して研究を行ってきた［1の数年の研究で，YBCO薄膜や結晶粒界における磁気センサーであり，Nbなどの低温超伝導体 SQUI
Dとは異なり液体窒素（77Ｋ）を冷媒とする冷却で動束運動のふるまいが徐々に明らかとなり，７，８の作する．高温超伝導体 SQUIDの利点はいろいろあ気シールドについても有効な方法が開発されつつあるが，る．本稿ではこれらに関する量子計測研究分野の研１．冷却のためのラニングコストが安く装置の維持究の現状について概説する．

が容易
２．冷却能力が高いのでシステム構築の自由度が高いが挙げられる．他方，欠点としては，
３．動作温度が高いので低温 SQUI
Dに比べ感度が低い

項目に関する研究に進展が見られた．また，６の磁２高温超伝導体 SQUI
Dの構造

2.
1. 直結型磁束計
酸化物超伝導体は，線材によりコイルを作製しても SQUI
Dを構成する薄膜材料との超伝導コンタク

４．動作温度が臨界温度に近いので磁束量子運動にトが取れない．従って Nbのような低温超伝導体

よる低周波（1/）雑音が大きいfがある．その結果，１〜２の点からは，システムに

SQUI
Dで使われているハイブリッド技術，すなわ
ち薄膜 SQUI
Dと巻線型検出コイルを組み合わせて対する要求として５．全体として安価な（特に低温 SQUI
Dとくらべ）

磁束計を構成する技術は使えない．そこで，薄膜検出コイルを基板上にいっぱいの大きさに作り，同一システムでなければならない
が大きな必要条件となる．

基板上に作製した薄膜 SQUIDと直接結合させる．
また，積層構造の超伝導薄膜では段差を乗り越える

極微弱磁場を検出する SQUIDシステムにおいて部分で結晶粒界ができたり，超伝導特性が劣化したは，外部からの環境雑音を低減する磁気シールドが，りして磁束ゆらぎ雑音が容易に増加する．したがっ

コストや装置の大きさにおいて大きなウエイトを占て，超伝導薄膜一層から形成できる直結型磁束計がめている．そこで，一般的である．

６．簡易（小型，安価）で効率の良い磁気シールド

図１aに示したのは，YBCO薄膜から作製した，技術と７．簡易なシールドによる磁場環境（できれば無シー

我々のオリジナルデザインによる直結型 SQUI
D磁束 計 で あ る［2，3］．10mm×10mm の Sr
TiOルド状態）で安定に動作する SQUI
Dの開発

（STO）基 板 上 に 200〜250nm の 厚 さ で 成 膜 し たがクローズアップされる．また，４，７の条件から

YBCO薄膜を使ってフォトリソグラフィーとアルゴンイオンミリングによって作製している．検出コ

SQUI
Dの特性としては
８．磁場中での磁束運動を抑制し低周波雑音を低減させる方法

イルは矩形のワッシャー型（内径３mm×３mm の孔）をしており，基板の中央付近に形成した SQUI
Dが重要な課題となる．これは，酸化物超伝導体の磁に直接結合している（図１b等価回路参照）．このよ

束ピニングや磁束ダイナミクスに関わる基礎的な問

うな構造の検出コイルの磁場捕獲面積は，外径を a，

題を含み，さらに SQUIDの構造設計に至る工学的内径を bとするとき A〜abで与えられる．また，

図１⒜検出コイル直結型 SQUI
D磁束計の構造と⒝等価回路

SQUI
Dへの磁束伝達効率を 慮した検出コイル有
効面積 A は，SQUI
Dと検出コイルのインダクタ
ンスを L ，L とするとある．図１aの構造では，検出コイルの全面に 4
5⑴
A ＝ab(L /L )となる．実測によると，図１の構造で A 〜0.4mm

ずれも YBCO膜の線幅は５μm となるようにした．

μm×５μm のスロットを作り込み，また SQUI
Dの近傍の配線部には５μm×５μm のホールをあけ，いが得られたが，これは直結型 SQUI
Dでは比較的大

SQUI
D自身も線幅５μm のストリップからなる構造をしている［7］．したがって，式⑵から B 〜65μT

きな値である．

と推定され，地球環境磁場中（〜50μT）で冷却した使用した STO基板は，（001）方位をなす二つの結晶を傾角 30°で焼結したバイクリスタル構造をして場合でも，磁束トラップによる低周波ノイズの増加が抑制されると期待できる．

いる．
（0
01
）面上にエピタキシャル成長した YBCO

ところで，地磁気は環境に強磁性体（例えば建材は，基板の中央に存在するバイクリスタル線（結晶の境界線）上でそのまま結晶粒界が形成される．こ中の鉄骨）が存在すると勾配をもつ．その中で装置を移動させると等価的に変動磁場が生じることになの結晶粒界を利用するため SQUI
Dを基板中央に配り，検出コイルと SQUIDからなる超伝導閉回路に置し，YBCO膜にできる粒界接合を使って２つのジョセフソン素子（JJ；図 1a）としている．

は大きな遮へい電流がながれる．このような変動磁場による遮へい電流は，ローレンツ力により超伝導薄膜のエッジに磁束量子を侵入させ，低周波磁束雑

2.
2. メッシュ構造とフラックスダム

音の増加を引き起こす［8］．捕獲面積 abでインダク

地球磁場のような静磁場中でデバイスを冷却する

タンス L 〜５nH の検出コイルに１μT の磁場変動場合，臨界温度以上の温度で超伝導薄膜を貫いていがあると I〜５mA の遮へい電流となるが，これはた磁束の一部は，臨界温度で超伝導になったあとも欠陥などにトラップされる．トラップされた磁束量

５μm 幅の YBCO膜（200nm 厚）の臨界電流値の１/５程度の大きさである．従って，数 μT の変動磁子 は 熱 エ ネ ル ギーに よ り ゆ ら ぎ，検 出 コ イ ル と場で大きな磁束トラップが生じる可能性がある．汎SQUI
Dに低周波型（1/f）の磁束雑音を生じさせる［4］．ここで，超伝導薄膜をストリップ状としその線用型 SQUI
D磁束計としては，変動磁場に対しても幅を w とすると，磁束トラップが生じる冷却磁場のこのような遮へい電流の効果を消すために，超伝閾値 B は
BπΦ
4w

耐性をもつ必要がある．
導閉回路の一部に超伝導性を弱くした部分を作製⑵になるとされている［5，6］．なお，Φ は磁束量子でし，低い電流値で磁束を閉回路中に入れる〝磁束ダム"がある［9，10］．磁束ダムが破れることで磁束が検出コイル内に入り，遮へい電流が制限される訳である．我々の直結型磁束計の構造でも磁束ダムをて冷却した．変動磁場実験では，磁場印加なしで冷取り入れ，図１aに示したように，SQUI
Dと検出コ
イルの配線（リード線）部がバイクリスタル線をま却したあと，徐々に磁場を増加して一定の値とした．

たぐ部分で形成される粒界接合を磁束ダムとして利いが十分でないため，低周波で増加する環境雑音と用している．しかし，以前の我々の研究では，磁束振動によると思われる雑音が１〜３Hzに見られダムがあっても数 μT の変動磁場で磁束の侵入をる．しかし，磁場印加の効果は明瞭に観測され，83示すような特性が観測されており［2］，リード線の超伝導膜に単に弱結合が存在するだけでは磁束運動

μT 以下の冷却磁場では雑音の増加がほとんど見られないのに対して 1
10μT では低周波雑音が顕著には抑制できなかった．そこで，幅 50μm のリード線に45μm×10μm のスロットを５μm 間隔で配置し増加する．また，このとき SQUIDの出力にはドリフ
トが観測された．一方，40μT を印加した変動磁場

た［3］．磁束ダム全体の臨界電流は 450μmA 程度と実験では，磁場変化直後にわずかに雑音が増加する

推定される．また，スロット一つのインダクタンス

傾向が見られたが 20分ほどで印加前のレベルにまL を 75pH，５μm 幅の粒界接合の臨界電流 I を
100〜150μmA と見積もると L I＞Φ となることで下がった．これに対し，51μT の磁場を印加したから，磁束ダム中の磁束量子はスロットの中で安定ず，低周波雑音は増加したままであった（図２b）．

に存在すると予想される．つまり，侵入した磁束量

このようにどちらの実験においても，ある閾値磁場

子をスロット中に留めることによって，磁束雑音の以下では低周波雑音の増加がほとんど見られずに安運動と侵入を抑制しようとしたわけである［11］．

定な動作が得られた．また，磁場中冷却時の閾値（約80μT）と変動磁場の閾値（約 40μT）は，シールド

３SQUI
D磁束計の特性作製した SQUI
D磁束計に対して冷却時に磁場を

図２aは磁場中冷却実験の結果である．磁気遮へ場合には 30分経過しても SQUI
Dの出力は安定せの 完 全 で な い 環 境 や 無 シール ド の 地 磁 気 中 で もSQUI
D磁束計が安定に動作することを示している．

印加する磁場中冷却実験と，冷却後に磁場を印加す
る変動磁場実験の二種類を行った．磁束計の入った
液体窒素デュワーは，μメタル二層からなる磁気４低磁場空間の生成

シールドルーム中に置いた一層の μメタルシリン

以上の結果から，超伝導薄膜に磁束ダムとスロッ

ダー内に設置してある．デュワーの外側に巻いたソ
レノイドコイル（４μT/mA）にバッテリーから電流トを形成することによって，磁束量子の侵入と侵入
後のゆらぎが抑制され低周波雑音が改善されることを供給し，SQUI
Dの面に対して垂直方向に磁場を印加する．磁場中冷却実験では，液体窒素中にあるが分かった．我々はさらに，このような磁束計を用カプセル（SQUIDの入った容器）の外部からヒータが計測可能な低磁場空間を構築する技術について検で加熱して臨界温度以上にしたのち，ヒータを切っ討を行っている［12］．一般に生体磁気信号が存在す

図２

いて，心臓磁場（MCG:Magnet
ocar
di
ogr
am）程度

⒜冷却時の印加磁場と⒝冷却後の変動磁場による磁場雑音の変化

る低周波数帯では，電気機器から生じる電源磁気雑低周波数の測定値を省いている．１〜10Hzには建音や電車，車などの作り出す変動磁場雑音が大きな物の振動に起因するノイズが MSR内外部共に見ら振幅を持っている．このような雑音を低減するため，脳の磁場を計測するシステムでは多層の高透磁率材

れ，MSR内部でその最大振幅は 50pT 程度に達し
MCG信号のピークと同程度になる．商用電源磁気で構成される重厚広大な（数メートル立方，重さ数

雑音については MSR外部で約 45nT，内部で約１トン）磁気シールドルーム（MSR: Magnet
i
cal
l
y

00Hzまでの環境磁気ノイズでは最大の振nT と 1
幅を示し，連続周波数をもつ背景ノイズに対してが用いられる．これに対し，汎用性
s
hi
e
l
dedr
oom）
と経済性を満足するために，一層のみの μメタルか

10 倍の非常に大きな値を示す．このような MSR内ら構築される MSRと，環境磁場を検出し計測空間に補償磁場を加えることで低磁場空間を実現する能

外の環境雑音から評価した簡易型 MSRの磁気シー
ルド率は低周波で約 2
0dB
（１/
10
）であるが，10Hz

動的方法（アクティブキャンセレーション）
［1
3−15］

以上では周波数とともに一次の伝達関数で増加し，の組み合わせを検討している．

10
0Hzで約 30dB
（１/30）程度となる．これらの値

本研究のために１mm 厚のパーマロイ１層からなる1.8m 立方のプレハブ MSRを試作した．重量はは，簡単な式で与えられる磁気シールド率の計算値と一致している．

50
0kgで，２階の実験室に設置できた．MSRの外部においたフラックスゲート（FG）磁束計と，MSR内

4.
2. フィードバック型磁気シールド

中央に置いた SQUI
D磁束計で同時測定した環境磁

高温超伝導体 SQUIDを使った汎用磁場計測シス

気雑音のスペクトルを図３に示す．ここで計測した
磁場は鉛直方向の成分であり，以後，磁気雑音と表テムについての我々の構想は，簡易型 MSRによる磁気シールド，MSR外の磁気センサを使ったアク記するのはすべて鉛直成分である．また，FG磁束計

ティブシールド，MSR内の参照用 SQUI
D磁束計を使ったアクティブシールドの組み合わせでそれぞれは１Hzの低周波遮断フィルタを用いているため，

20dB の 磁 場 低 減 を 行 い，トータ ル で 60dB（１/1000）の減衰効果を得るものである．これは，現在脳磁場計測用に病院などで使われている重厚広大な多層 MSRに相当する．
この研究で新たに案したアクティブシールド方式を模式的に図４aに示す［12］．簡易型 MSRの中央の高さに MSRの周囲に 60回銅線を巻いて誘導型の検出コイルとしている．誘導コイルの出力は磁場の時間微分であるので，コイル出力を増幅・積分
図３ 同時測定した簡易型 MSR内部（実線）と外部（点線）の環境磁場雑音したあと，高抵抗を介して電流変換して補償コイルに加える．補償コイルは検出コイルと同様に MSR

図４ ⒜ MSRの外周に検出コイルと補償コイルを巻くフィードバック型アクティブシールド．⒝磁気信号の流れを示すブロック図．

外周に巻き，上下端に分けたコイル（５回巻き）を性の雑音は 20dB以上低減されるのに対し，連続的直列に接続している．この方式において，補償磁場な背景雑音対してはほとんど低減していない．これは高透磁率材料である MSRの μメタルを介して検出コイルにフィードバックされるため閉ループのは，MSR内の磁場検出に用いた SQUI
D磁束計の感度が低く（60
0f
00Hz），その限界に達T/Hz at1

アクティブシールドとなる．図４bにブロック図でしているためと思われる．

示した制御信号の流れの解析から，MSR内部の磁フィードバックアクティブシールドの特長と し場 B （ω）はて，計測を行う空間（MSR）に最も近い所で雑音が(ω)
s｛B (ω)｝＝
B (ω) ＋
1
＋γ(ω)
α(ω)
s(ω)
γ(
ω)α(ω) ( )B ω1＋γ(ω)α(ω)

検出できる，振動性の雑音にも有効である，フィー⑶

ドバック型であるのでループゲインの微調整がいらない，コイルと電子回路のみからなるのでコストが安い，などが挙げられる．また，検出コイル面積がと表すことができる．ここで B （ω）は MSR外部

大きいので感度が高く，コイルの熱雑音とアンプのの磁気雑音，B （ω）は検出コイルの熱雑音やアン

電圧雑音をプ系に含まれる電圧性雑音をと十分な値を有している．この感度は，フラックス

慮した等価磁気雑音，s（ω）は MSRの遮蔽特性，γ（ω）は検出コイ

慮した感度は１Hzでも 1.
3pT/Hzゲート磁束計を凌駕している．

ルの伝達関数（出力特性），α（ω）は検出コイルの出力を補償磁場に変換する回路の伝達関数を表す．
B （ω）は，γ（ω）α（ω）≫1のとき， B （ω）
（ω）/
（ω）α
（ω）B （ω） ＋ s（ω）B（ω）sγ

５

MCG信号の計測

簡易型 MSRとアクティブシールドを組み合わせとなる．外部磁気雑音に対しては B（ω）
∝B（ω）/て，磁気雑音を低減させたのち高温超伝導 SQUI
D

γ(
ω）α(
ω）であるため，ループゲインに比例して(）
は減衰する．また磁気雑音の最小値は
B ω
s(
ω）

磁束計を用いて MCG計測を試みた．健常被験者（男B(ω）で与えられる．
図５にフィードバック型のアクティブシールドを設 置 し た FRP製 デュワーの 先 端 を 接 触 さ せ て

性：22才）が仰臥した状態で前胸壁上に，SQUI
Dを行う前後の MSR内の環境磁気雑音を示す．0.
5〜0Hz）雑音の振MCG計測を行った．なお，電源（5幅が MSR内で１nT 程度あるため，磁束計出力

数 Hzの低周波領域において 10dB程度の低減効果にローパスフィルタ（40Hz，48dB/oct）を適用しがみられ，さらに２〜数 Hzの範囲にある振動性磁気雑音に関しては 20〜30dBの大きな低減効果がて低減を図った．図６に示す時間波形のように，ア
クティブシールドを行わない場合，MCG波形は環得られた．この振動性雑音の低減は，検出コイルが境の低周波雑音と振動性雑音に埋もれてしまい観測

MSRと一体となって振動する結果，補償磁場が実
験室中に存在する傾斜磁場を打ち消すためと えらできない．しかし，アクティブシールドを行うこと
でこれらの磁気雑音は低減され，約 50pT の振幅をれる．10Hz以上の周波数では，振幅の大きなピーク

図５ アクティブシールドをかける前（点線）とかけた後（実線）の MSR内の環境磁場雑音

図６

フィードバック型アクティブシールドを行う前後で計測した MCG波形

もつ MCG信号が観測された．
この測定結果は，簡易型 MSRとアクティブシー

急性の活動変化はよく調べられているが，SQUI
D
磁束計により無侵襲的に長時間計測した研究はこれルドを組み合わせた雑音除去方式の有効性を良く示までに例がない．梗塞により壊死した心筋の周囲のしている．しかし，時間波形からも分かるように SN

組織が徐々にリモデリングする様子を，心筋リズム

比はまだ十分ではなく，連続スペクトル性の背景雑の観察により追いかける予定である．それらのデー音とともに，ピーク性の電源雑音を選択的に除去す

タの生理学的検討や数理学的解析は，上記二分野のる必要がある．前述したように，参照用の SQUID磁今後の研究課題である．量子計測分野では，初年度束計を設けその信号を MSR内にフィードバックすでなんとか装置を立ち上げ，次の年度にかけて装置る方法が残されている．この方法は標準的なものであり，20dB程度の改善が見込まれる．

の改善と計測をじっくり行う予定である．
本稿を終えるにあたり，この研究を実際に実験的に遂行してくれた多くの研究室の諸君（敬称略：平６田恵啓，平野悟，小山洋，林周，藤田学，鷲尾知暁）

おわりにに感謝する．また，岡山大学の藤原耕二助教授と竹き継がれ，適応制御研究分野と情報数理研究分野と本研究は，今後研究所内のプロジェクト研究に引中工務店技術研究所の山崎慶太研究員には，MSRの磁場解析でお世話になった．なお，本研究の一部

ともにラットの心磁図の無侵襲計測に発展させる予は文部省科学研究費補助金（101
42
101
，1
13
590
01）

定である．実験動物の心臓動脈を閉塞させた直後の

によった．

［参
［1］ 栗城眞也，電気学会誌，12
0
，2
1
9（20
0
0
）．
［2］ 小山洋，栗城眞也，横澤宏一，
信学論文誌，Ｊ 83
‑
Ｃ，
8
6
0（2
00
0
）．
［3］ H.Oyama,S.Kur
iki,M.Mat
s
uda,I
EEETr
ans
.
Appl
.Supercond.
,t
obepublished.
［4］ M.
J.Fe
r
r
ar
i
,M.J
ohns
on,F.
C.We
l
l
s
t
ood,J.
J
.
Ki
ngs
t
on,T.
J
.Shaw,J.Cl
arke,J.Low Temp.
Phys
.
,9
4
,1
5
,1
9
94
.
［5］ E.Dants
ker,S.Tanaka,P.
A.Ni
l
s
s
on,R.
Kl
ei
ne
r
,J
.Cl
ar
ke
,Appl
.Phys
.Le
t
t
.
,6
9
,4
09
9
(
19
9
6
)
.
［6］ E.Dantsker,S.Tanaka,J
.Cl
ar
ke
,Appl
.Phys
.
Le
t
t
.
,7
0,2
03
7(
19
9
7)
.
［7］ S.Kuriki,H.Oyama,E.Mar
uyama,A.Hayas
hi
,
S.Hi
r
ano,D.Suzuki,M.Koyanagi
,I
EEETr
ans
.
Appl
.Super
cond.
,9
,32
7
5(
1
9
99
)
.
［8］ J
.Z.Sun,W.J
.Gal
l
aghe
r
,R.H.Koc
h,Phys.

文献］
Rev.B,50
,13
6
64
,(
1
99
4
)
.
［9］ R.H.Koc
h,J.Z.Sun,V.Fogl
i
e
t
t
a,W.J
.Gal
l
agher
,Appl
.Phys
.Let
t
.
,6
7,7
09(
1
9
95
)
.
［10
］F.P.Milliken,S.L.Br
own,R.H.Koc
h,Appl
.
Phys
.Le
t
t
.
,7
1
,1
8
57(
1
9
97
)
.
［11
］S.Hi
r
ano,H.Oyama,M.Matsuda,T.Morooka,
S.Nakayama,S.Kuriki,I
EEE Tr
ans
.Appl
.
Super
c
ond.
,t
obepubl
i
s
he
d.
［12
］S.Kuri
ki,A.Hayas
hi
,Y.Hi
r
at
a,Pr
oc
.Bi
omagʼ
20
0
0,t
obepubl
i
s
he
d.
［13
］H.J
.M t
e
r
,R.Huonkerr,H.Rogal
l
a,Me
as
.Sc
i
.
Tec
hnol
.
,4
,13
7
0(
19
9
3)
.
［14
］D.Pl
at
z
ek,H.Nowak,F.Gi
e
s
s
l
e
r
,J.Rot
he
r
,M.
Ei
s
e
l
t
,Re
v.Sc
i
.I
ns
t
r
um.
,70
,24
6
5(
1
9
99
)
.
［15
］V.O.Kelha,J.M.Pukki,R.S.Pelt
onen,A.J.
Pent
t
i
ne
n,R.J
.I
l
moni
e
mi,J
.J
.He
i
no,I
EEE
‑
Tr
ans
.Magn.
,MAG 1
8
,2
60(
1
9
82
)
.

基礎医学における未解決の難題「血管病の局在化機構」の解明を目指して
我々の挑戦
狩野

自律調節研究分野

猛，和田

成生，丹羽

光一

動脈硬化症，吻合部内膜肥厚，および脳動脈瘤形成など，ヒトに起こる血管病の発病並びに局在化機構に関して，これまで，さまざまな仮説が提唱され，その真偽をめぐって論争が行われて来た．しかしながら，未だに定説といったものがない．本稿では，我々が提唱している理論的仮説「血管内壁
表面上におけるリポ蛋白の流速依存性濃度分極説」に関して，ここ数年間に行った研究により得られた成果について概説する．

１

はじめに

的な役割に関しては，不明な点が多く，局在化機構

動脈硬化症，
脳動脈瘤形成，および血行再建を行っの解明には至っていない．我々は，ヒトおよびイヌの血管を独自の方法により生体内における形状をた場合に起こる吻合部内膜肥厚など，ヒトに起こる保ったまま組織固定，透明化し，その中の流れと動血管病のほとんどは，比較的大きな血管の分岐部や脈硬化，脳動脈瘤，および吻合部内膜肥厚の発病部

湾曲部など，血流の乱れやすい場所に選択的に起こ位との関係について検討を行った［3−6］．
その結果，ることが臨床研究および剖検の結果示されている．

動脈硬化および吻合部内膜肥厚は，流れの遅い，低そのため，これらの血管病の発病および局在化に血壁ずり応力部位に，そして脳動脈瘤は，流れの速い，流が深く関与していることが示唆され，特に欧米人

高壁ずり応力部位で，かつまた大きな速度を持ったの死因において長年の間第一位の座を占めている動流体素子が血管壁を直撃し，局所的に大きな流体圧

脈硬化症に関してその好発部位と血流の関係について世界中の研究者によって研究が行われて来た．そを課している部位に選択的に起こっていることを見い出した．これらの結果は，動脈硬化の局在化機構の結果，これらの血管病の局在化に最も深く関与しとして提唱されている壁ずり応力説を支持するものている流体力学的因子として壁ずり応力が挙げられである．しかしながら，壁ずり応力は単なる物理量

るようになった［1，2］．しかしながら，それが，何（力）であり，物質ではないので，それ自体が蓄積しをどうして血管壁の厚みや構造に変化を起こさせ，たり減少したりして血管壁を厚くしたり薄くしたり病変へと至らしめるのかといった，ずり応力の具体することはなく，
何らかの物質の関与が必要である．
そこで我々は，動物細胞の細胞膜の重要成分であり，従って細胞が分裂して増殖する際に是非とも必要な物質（栄養素）であるところのコレステロールが上記のいずれの病変にも関係していることから，この流速の局所的な差異によって引き起こされる血管壁の病変がずり応力によるものではなく，血管壁構成細胞にとって重要な栄養素の一つであるこのコレス
テロールを多量に含むリポ蛋白の血液より血管壁への物質移動によって支配されるものであるとえた．そして，コンピュータ・シミュレーションによ図１ 血管内壁表面上における LDLの流速依存性濃縮・枯渇現象

り動脈のまっすぐな部分について血管壁の水透過性を慮に入れてリポ蛋白の半径方向の濃度分布および血管内壁表面上における管軸方向の濃度分布を求動脈［5］の湾曲部および端々吻合したイヌの大腿動め，これらに及ぼすレイノルズ数，壁ずり応力，お脈［5］について，それぞれの写真よりコンピュータ・

よび水透過速度などの影響について検討を行った

シミュレーション用の面対称な三次元形状モデルを［7，8］．その結果，前報（電子科学研究平

構築し，血管内における流れに関する情報およびリ

成８年）［9］で報告したように，血管壁が血漿に対

第４巻

ポ蛋白の壁面濃度を求め，それらと透明化した血管

して半透性を有することに起因する一種の濾過作用で見られる動脈硬化および内膜肥厚の起こっているにより，図１に示したように血管内壁表面上でリポ部位との関係について検討を行った．また，イヌの蛋白の濃縮が起こり，そのリポ蛋白の壁面濃度が流総頚動脈にバイパスを作製し，数ヶ月飼育した後に速（壁ずり速度）および水透過速度（血圧に比例して変わる）によって大きく変化し，流れが遅く，リ硬化性樹脂を注入することにより，その血管の内腔形状の鋳型を作製し，その三次元的形状を自作の

ポ蛋白分子のサイズが大きく，管壁における水透過レーザー光を用いた三次元形状計測システムにより速度が大きいほど，そして血管に沿って下流に行く

数ミクロン程度の精度で計測してそのデーターをコほど高くなることが判った［8］．これに基づいて，

ン ピュータ に 取 り 込 み，そ れ を も と に し て コ ン

我々は，血管病の局在化が，この血管内壁表面上にピュータ・シミュレーション用の三次元実形状モデ

おけるリポ蛋白の流速に依存した濃縮・枯渇現象にルを構築し，流れおよびリポ蛋白輸送の解析を行っよるものであり，流れが遅く，リポ蛋白の濃度が高ている．これらのそれぞれについて，これまでに得くなっている部位で壁内への取込みも多くなり，動られた結果を以下に概説する．

脈硬化や内膜肥厚が，そして流れが速く，リポ蛋白の濃度が低くなっている部位では，逆に取込みが少⑴

ヒト右冠動脈湾曲部

なく，そのために血管壁が薄くなって脳動脈瘤が起

図２は，レイノルズ数，Re（＝duρ/μで定義さこるのではないかという，これまでのものとは全くれた流れの状態を表す無次元量，ここで，d は血管入口における内径，u は平 流速，ρおよび μは血異なった観点に立った理論的仮説，即ち「血管内壁
表面上におけるリポ蛋白の流速依存性濃度分極説」を提唱した［7，8］．我々は，この仮説を実証するた
めに理論及び実験の両面より研究を進めており，その成果の一部を前報で紹介した［9］．本稿では，それ以降に行った研究により得られた新しい知見について概説し，将来への展望などを述べることにする．

２．リポ蛋白の流速依存性濃縮・枯渇現象に関する理論的検討
既に前報［9］で述べたように，円筒状のまっすぐな血管についての計算により，リポ蛋白の壁面濃度が流速（従って壁ずり速度）によって変わるということが判った．このことから，血管の分岐部や湾曲部など，二次流の発生や渦の形成により血流が乱れ，流速および壁ずり速度（ずり応力）が局所的に異なった値になっている部位では，リポ蛋白の壁面濃度も局所的に異なった値になっており，そのためにリポ蛋白の血管壁への取り込み量も異なり，血管病の局在化を招いている可能性がある．そこで我々は，局所的に流れが乱れ，壁ずり応力の値や血管壁（内膜）の厚みが不一になっている血管の例として，以前に，透明化して流れの可視化実験に用いたヒトの冠

図２ ヒト右冠動脈の湾曲部におけるフローパターン⒜，壁
ずり応力分布⒝，および LDLの壁面濃度分布⒞液の密度および粘度である）を 500（流量 Q＝4
.62
cm /s
e
c），血管壁における水透過速度，V ，を動脈で実測された値である 4.0
×1
0c
，低密度リ
m/s
ec
ポ蛋白
（LDL）の血中における拡散係数，Ｄ，を５×10 cm /secとして，コンピュータ・シミュレーショ
ンにより Navi
e
r
St
oke
sの式および物質移動方程式を解いて得られたヒトの右冠動脈の湾曲部におけるフローパターン，壁ずり応力分布，および LDLの壁面濃度分布を示したものである．なお，計算にあたっては，血液を 質なニュートン流体と仮定し，入口における速度分布は放物線状，流入部では一様な濃度になっているという条件を，また管壁面における境界条件としては，水の透過によって管壁へ運ばれてくるリポ蛋白分子の量と拡散によって管壁から主流へと移動する量との差が管壁内に取り込まれたり透過して行く量に等しいという物質収支を表す式を与えた．図２⒜より，この血管内の流れは，湾
曲部内側壁の湾曲の頂点付近のＳ点で流れの剝離が起こり，そのすぐ下流に外側壁にあった流体素子が共通直径面の両側から管壁に沿ってゆっくりと流れ込み，その一部はＰ点で流れの方向を変え，管壁に沿って逆流し，剝離点近傍で再び方向を変え，共通
直径面で本流に引き込まれるようにして出て行くと

図３ 45°端々吻合を施したイヌ大腿動脈の吻合部の写真⒜，フローパターン⒝，および LDLの壁面濃度分布⒞いう構造になっていることがわかった．これは，透明化した血管でトレーサー粒子による流れの可視化実験で観察された結果と良く一致するものであっ＝3
18，におけるフローパターンおよび等濃度線
Reで表したリポ蛋白の壁面濃度分布を示したものであ

た．このゆっくりとした逆流の起こっている部位は，
図２⒝に示した壁ずり応力分布よりわかるように，る．これらの図より，この血管内の流れは，狭窄部の頂点付近のＳ点で流れの剝離が起こり，その下流

ずり応力の最も低い部位になっている．また，この側に管壁に沿って両側から流体素子が流れ込み，そ部位は，図２⒞に示したように，リポ蛋白の壁面濃の一部はＰ点からゆっくりと逆流し，剝離点近傍で度が最も高くなっている部位であり，透明化した血再び方向を変え，直径面近くで本流に引き込まれる管で観察された動脈硬化の起こっている部位とも良ようにして出て行くという構造になっており，剝離

く一致することが判った．

点のすぐ下流の流れの最も遅い，壁ずり応力が最も小さな値になっている部位で，リポ蛋白の壁面濃度⑵

45°
端々吻合を行ったイヌ大腿動脈が最も高くなっていることが判った．なお，この部

図３⒜は，以前に流れの可視化の実験に使用した透明化したイヌ大腿動脈の写真である．写真からも

位は，内膜が最も肥厚している部位にも相当している．以上の結果は，前述の冠動脈湾曲部の場合と同わかるように，45°
端々吻合の尾部でわずかながら狭様に，壁ずり応力（壁ずり速度）が小さな値になっ窄が起こっており，そのすぐ下流に術後３ヶ月でもている部位で LDLの壁面濃度が高くなり，そのた

内膜肥厚が起こっている．流れの可視化実験ではこめに LDLの管壁への取り込みも多くなり，内膜肥の部位にゆっくりとした逆流が起こっているのが観厚や動脈硬化の局在化を招くという我々の仮説を強察されている［6］．この血管の形状をもとにしてコく支持するものである．

ンピュータ・シミュレーションにより⑴の湾曲部の場合と同様の解析を行った．図３⒝および３⒞は，流れの可視化実験を行った時と同じレイノルズ数，⑶

バイパス手術を施したイヌ総頚動脈
上述の血管湾曲部および端々吻合部における流れおよびリポ蛋白輸送の計算では，透明化した血管の動脈における流量比が約９：１となるようにホスト

写真よりその内壁の形状をトレースし，それをもと動脈に縫合糸を巻きつけて軸対称の狭窄を作製すにして面対称な三次元血管形状を構築し，計算をる．その後，イヌの飼育を続け，数ヶ月後に再び麻行った．しかし，実際の血管は，三次元的に曲がっ

酔下でバイパス手術を施した血管を露出し，カニュ

たり，枝分かれしたりして，非常に複雑で非対称なレーションを行った後，血管の内腔に硬化性樹脂を形状をしているものが多い．そのような複雑な形状

注入して生理的圧力下で硬化させ，血管内腔の鋳型をした血管について，その中における流れやリポ蛋を作製する．血管を摘出した後，血管全体にわたっ

白輸送の計算をし，病変部位との相関関係を検討すてそれぞれの部分の管軸に沿って血管壁にナイフでるためには，是非ともその血管の内腔の実形状に基づいて解析を行う必要がある。そこで，我々は，ど切り目を入れ，血管をその内腔の鋳型からはがし取り，血管は組織標本を作製して内膜の厚さおよび病のような複雑な形状をした血管でも，その内腔の鋳

変部位の測定に，鋳型は前述の三次元形状計測シス型より内腔の三次元的形状を正確に測定できるよう

テムによる血管内腔の形状の計測に用いるというもな，レーザー光を用いた三次元形状計測システムをのである．この方法により，同一の血管について，作製した．図４は，その構成を模式図によって示し管内の流れとリポ蛋白の壁面濃度と内膜肥厚又は動たものである．本システムは，ｘ，ｙ，ｚ，の各軸脈硬化の起こっている部位に関する情報が得られ，方向に移動するパルスステージ，
計測される試料（血それらの間の相関関係について詳細に検討すること

管内腔の鋳型）を固定した回転ステージ，およびｚができる．

ステージに取り付けられたレーザー変位センサー（キーエンス；LK 030）より構成されており，これらがコンピューター（PC）により自動的に制御され，

図５は，上記のようにして得られたバイパス手術を施した血管の内腔鋳型，その鋳型より計測によっ

回転ステージ上に載せられた試料を自由自在に移動されたコンピュータ・シミュレーション用三次元実し，その輪郭形状を数ミクロンの精度で計測できる

形状メッシュモデル，およびそれに基づいて前述のようになっている．我々は現在，動脈硬化により狭⑴および⑵におけると同様の方法で，計算により得窄が生じた血管に血行再建を行った場合を想定しられた壁ずり応力分布の一例を示したものである．

て，バイパス手術を施したイヌ総頚動脈についてこ

この壁ずり応力分布と血管の組織標本より得られたの計測システムを用いて血管内腔の形状を計測し，内膜の厚みに関する情報から，バイパス手術を施しその血管内の流れおよびリポ蛋白輸送の解析を行っている．その方法は，雑種成犬の左右両側の総頚動た血管では，末梢側吻合部の Toe（つま先）部で壁ずり応力が最も小さな値になっており，その部位で脈を麻酔下で露出し，その一方の血管を摘出し，そ血管内膜が厚くなっていることが判った．リポ蛋白

れをもう一方の血管に端側吻合によりバイパスを作の壁面濃度分布に関しては，現在解析を行っている

製する．血流を再開した後，バイパス血管とホスト

ところである．

図４て得られた血管内腔の輪郭，それをもとにして構築

レーザー光を用いた三次元形状計測システムの構成模式図

直接計測することによりこの現象の起こることを実証しようとえ，培養したウシ大動脈由来内皮細胞

単層を血管壁のモデル，蛍光物質で標識したリポ蛋
白と同サイズのポリスチレン微粒子（直径 20nm）を
リポ蛋白のモデルおよびトレーサーとして用い，内皮細胞単層上におけるその微粒子の濃度を蛍光顕微
鏡で蛍光の強度を測定して求め，それに及ぼす流れ
および灌流圧の影響について検討を行った［11］．図６はこの実験に用いた平行平板型流路および循環灌流システムの模式図で，右側の挿入図は内皮細胞単層装着部を拡大して示したものである．これは，上述の間接的に証明する実験に使用したものとほとん
ど同じであるが，平行平板の一部に観察用のガラス窓を設け，内皮細胞単層およびその上を流れている
灌流液中の微粒子の内皮細胞単層表面上における濃度変化を顕微鏡で観察できるようにしてある．この装置を用いて，37℃の条件下でウシ胎児血清とリポ蛋白分子のモデルおよびトレーサーとしての蛍光ポ
リスチレン微粒子を含んだ細胞培養液を循環灌流
し，実験を行った．内皮細胞単層上の蛍光微粒子の蛍光強度は，挿入図において示したように，円形の内皮細胞単層の中心（x＝0），およびそれより７mm
図５ バイパスを作製したイヌ総頸動脈の樹脂鋳型⒜，その鋳型より計測によって得られた血管内腔の輪郭⒝，計算用三次元形状メッシュモデル⒞，および計算により得られた血管内壁面におけるずり応力分布⒟上流（x＝−７mm）および７mm 下流（x＝７mm）の３点で測定した．
図７は，血清を体積濃度で 20％の割合で含んだ培養液を用い，灌流流量を 10ml/
minに設定し，流量３

リポ蛋白の流速依存性濃縮・枯渇現象に関する実験的検討を一定に保ったまま灌流圧のみを変化させた場合の内皮細胞単層における水透過速度および細胞単層上におけるポリスチレン微粒子の蛍光強度の変化を，理論的検討により血管内壁表面上で流速に依存し横軸に実験開始からの経過時間，縦軸に水透過速度

たリポ蛋白の濃縮又は枯渇が起こることが示され

および 30分時の値で規準化した蛍光強度をとり，灌た．これを実験的に立証する方法として，前報［9，流圧をパラメータとして示したものである．これよ

10］では，血管壁における水透過速度がリポ蛋白のり，リポ蛋白のモデルおよびトレーサーとして使用

壁面濃度に応じて変化することを利用し，それが流したポリスチレン微粒子の数を表す微粒子の蛍光強速によっても影響を受けることを示すことにより，

度 が 灌 流 圧 に 応 じ て 増 大 し，初 期 値 で あ る 10

間接的に証明することを試みた．すなわち，血管壁のモデルとして多孔質フィルター上に播種培養したmmHgに戻すと低下すること，また，その値は測定位置によって異なり，流れの方向に下流に行くほど，

ウシ大動脈由来内皮細胞単層を用い，これを平行平すなわち x＝−７mm よりも x＝７mm における値

板型流路の一部となるように装着し，循環灌流シスの方が高くなっていることが判った．また，この実テムを用いてウシ胎児血清又はリポ蛋白を含んだ細験において灌流圧を増大した後，再び 10mmHgに胞培養液を定常流の条件下で流し，その時の内皮細戻した場合の蛍光強度の値が，増大した灌流圧の大胞単層における液体の透過速度が流量の増減に伴っ

きさに比例するように増大していることから，細胞てほぼ可逆的に変わることを示すことにより，この単層に取り込まれたり，付着した状態になっている現象が実験的にも起こることを示した．
その後，我々

微粒子の数も，細胞単層表面における微粒子の濃度は，内皮細胞単層上のリポ蛋白分子そのものの数をに比例して増加することが判った．

図６ 蛍光微粒子を用いて培養血管内皮細胞単層上におけるリポ蛋白の流速依存性濃縮・枯渇現象の検討に使用した平行平板型
流路の模式図ずり速度）を変化させた場合の内皮細胞単層上の蛍光微粒子濃度に及ぼす流れの影響を図７と同様の表示で壁ずり速度をパラメータとして示したものである．この図から明らかなように，内皮細胞単層上におけるリポ蛋白のモデルとしての蛍光微粒子の濃度
は，壁ずり速度が小さいほど大きく，流れが止まった場合には急速に増大することが判った．なお，血清それ自体を灌流液として用い，その中に蛍光微粒子を混入して実験を行った場合にもほぼ同様の結果が得られている．
以上，蛍光微粒子を用いて内皮細胞単層上におけるリポ蛋白濃度に及ぼす流れ（壁ずり速度）および灌流圧（水透過速度）の影響について検討した結果，

図７ 培養血管内皮細胞単層上におけるリポ蛋白のモデル
としての蛍光微粒子の濃度に及ぼす灌流液の圧力の影響

図８は，上述の灌流圧の影響を調べた実験に使用したと同じ灌流液を用い，灌流圧を常時 10mmHgとなるようにコントロールしながら流量（従って壁図８ 培養血管内皮細胞単層上におけるリポ蛋白のモデル
としての蛍光微粒子の濃度に及ぼす壁ずり速度の影
響理論解析により示唆された通りに，血管内皮表面上

ち，血中におけるコレステロールの濃度および血圧，で確かにリポ蛋白の濃縮・枯渇が起こり，リポ蛋白によって変わるのかを説明することができるというの濃度が灌流圧（水透過速度）に比例し，流速（壁ことである．

ずり速度）にほぼ逆比例して変化することが判った．

幸いにも，我々がこれまで行って来た理論解析おまた，リポ蛋白の濃度が下流に行くほど増大するこよび実験的検討の結果は，全て，我々の仮説を支持

とも理論解析により示された通りであった．

するものであった．しかしながら，不透明な血管内の，しかもごく壁近傍の流れの場で動的平衡状態に

４

おわりに

おいて起こっているこの流速に依存したリポ蛋白の

戦後，日本経済の発展とともに日本人の食生活が濃縮・枯渇現象を直接血管内の流れおよびリポ蛋白の濃度を計測して実証することは難しく，今後も，大きく変わり，動物性蛋白質を多く摂取するようにさまざまな間接的方法によって実証する努力を続けなったことにより，動脈硬化が原因となって起こる

なければならないと

心臓・血管病が増え，その予防および治療のための

尾良くこの現象が生体の血管内で起こっていること研究が盛んに行われるようになった．しかし，本稿を実証できたと仮定すれば，これは血管現象に関すで取り上げた動脈硬化症，吻合部内膜肥厚，脳動脈

る重大な発見となり，以下のように将来を展望する

瘤形成のいずれに関しても，その局所的発病のメカことができる．

ニズムが解明されないまま，ただ，危険因子とされ⑴えている．しかし，もしも首血管径の恒久的な変化および血管壁の再構築をている血中におけるコレステロールの濃度を下げた
り，血圧を下げたりする治療，あるいは狭窄ができ伴うほとんどの血管現象に対して栄養（コレステロール）供給の過不足によるものとして理論たり閉塞した血管に対しては血行改善のためのバ的に説明できる．

ルーンカテーテルによる血管拡張術や血行再建術が⑵

薬物投与や外科的手法により血管壁における水行われているというのが現状である．我々は，これ透過性を局所的に変え，内膜肥厚や動脈硬化をらの血管病の発病および局在化の機構を解明するこ予防および治療することができるようになる．

とこそ最も重要であり，そうすることによって，初図９は，その可能性を調べるために行った計算

めて道理に適った根本的な治療や予防が出来るとの一例であるが，端々吻合を行った血管においえ，そのための研究を行っている．

て，吻合部の外壁にテープを巻きつけたり，シ

血流に関するこれまでの研究は，そのほとんどが何らかの血管病との関係を解明するためのものでリコン接着剤などを塗布して局所的に水透過率を低下させることによって，吻合部周辺の血管あった．その結果，最も罹病率の高い動脈硬化症の

内壁表面上におけるリポ蛋白の濃度を低下させ発症および局在化機構に関してさまざまな理論や仮ることが可能であることを示している．このよ説が提唱された［1
2］．しかし，それらは，いずれも

うな処法を行うことにより，内皮細胞によるリ

単なる想像的仮説にすぎない．これに対して，我々

ポ蛋白の取り込みを抑制し，内膜肥厚を防止でが提唱している理論的仮説は［7，8］，物理的・数学

きるのではないかと的モデルに基づいたものであり，方程式で表せ，こ実験を行っているところである．

れを解くことによって動脈硬化の誘因物質とされて⑶いるコレステロールの担体であるリポ蛋白の壁面濃度に及ぼすさまざまな物理的・流体力学的因子の影響を推定できるというものである．我々が知る限り

え，現在，イヌを用いて移植後の水透過速度が生体血管における値と同じになり，内膜肥厚の起こらないような人工血管を作製できる．

⑷

血流の乱れを最小にするような血管吻合を行う

では，動脈硬化が起こる前に血管内壁表面上におけことにより，内膜肥厚や動脈硬化の発病を予防

るリポ蛋白の濃度が局所的に異なった値になっていしたり，治療したりできる．

るということを示したのは，我々のこの理論だけで我々は，これらのことを可能にするために，研究ある．この理論の，他に優る点は，この理論によっ室の総力を挙げてこの現象の実証に取り組んでいるて，どうして血管内壁表面上におけるリポ蛋白の濃ところである．

度が動脈硬化の危険因子とされている二大因子，即図９ 端々吻合血管におけるリポ蛋白の壁面濃度分布に及
ぼす血管外膜の局所的マスキングによる水透過率低減の影響［参［1］ Fr
‑
y,D.
L.
:Ci
r
c.Res
.2
2,1
65
19
7(
1
96
8
)
.
［2］ Car
o,C.
G.
,Fi
t
z
Ge
r
al
d,J
.
M.
,Sc
hr
ot
e
r
,
R.
C.
:
‑
Pr
oc.Roy.Soc.Lond.B1
7
7,1
0915
9(
1
97
1
)
.
［3］ Mot
‑5
omi
ya,M.
,Kar
i
no,T.
:St
r
oke 1
5,5
0
6
(
19
8
4
)
.
［4］ Kar
‑
i
no,T.
:I
nt
e
r
.Angi
ol
.4,29
7
31
3(
19
8
6
)
.
［5］ As
‑1
akur
a,T.
,Kar
i
no,T.
:Ci
r
c.
Res
.6
6,10
4
5
06
6
(
19
9
0
)
.
［6］ I
s
hi
bas
hi
,H.
,Sunamur
a,
M.
,
Kar
i
no,
T.
:
Sur
ger
y
‑
1
1
7,4
09
42
0(
1
99
6
)
.
［7］ Kar
i
no,T.
,De
ng,X.
:J
.Jap.Col
l
.Angi
ol
.3
0,71
0

文献］
(
1
99
0
)
.
［8
］Wada,S.
,Kar
i
no,T.
:Bi
or
he
ol
ogy3
6,2
0
7‑2
23
(
1
99
9
)
.
［9
］狩 野 猛，和 田 成 生，内 貴 猛：電 子 科 学 研 究
４，2
2
‑3
2
（1
9
96
）
．
［10
］Nai
ki
,T.
,Sugi
yama,H.
,Tas
hi
r
o,R.
,Kar
i
no,T.
:
‑2
Bi
or
he
ol
ogy36
,22
5
4
1(
19
9
9)
.
［11
］Nai
ki
,T.
,Kar
i
no,T.
:Bi
or
he
ol
ogy3
7,(
20
0
0)(
I
n
Pr
e
s
s
)
.
［12
］Whi
t
e,R.
A.
:I
n:At
her
os
c
l
e
r
os
i
sandAr
t
e
r
i
os
cl
e‑
r
os
i
spp.3
15(
1
9
89
)
.

培養系を用いた虚血性脳疾患病態メカニズムの解析
河原

適応制御研究分野

剛一，佐藤秀臣，細谷 類，堀淳二

生物は悠久の進化の歴史の中で，個体の生命維持と種の保存に適った巧みな制御システムを具備してきた．そのシステムは，環境に対する適応性および可塑性を有する柔らかなシステムであり，それぞれが別個の機能目的を持った複数のサブシステムから構成されている．また，マクロ的生体システ
ムの機能的最小構成単位は細胞であるが，分化を終えた個々の細胞はそれぞれが固有の遺伝子表現型を持ち，細胞独自の機能達成のための制御情報処理機構を有するマイクロシステムとして捉えられる．
本研究分野においては生命現象をシステム論的観点から捉え，生物におけるマクロ的制御情報処理機
構を解明すると共に，マクロシステム動作の基盤である細胞レベルでのミクロ的制御情報処理機構の解明し，それらの医学・工学への応用を目指している．本研究分野では上述した理念に基づいて，脳と心臓を対象とした実験的研究を行っているが，本稿ではニューロン・グリアの初代培養系を用いた
虚血性脳疾患病態メカニズムの解析に関して述べる．

１

はじめに

な蛍光プローブにより細胞内各種イオンの時・空間ダイナミクスを解析可能な，初代培養系を用いた実

脳はエネルギー消費の大きな器官の一つである．

験的研究がこの場合に極めて重要となる．
ここでは，

しかしながら，神経細胞はエネルギー基質の貯蔵が従来から多用されてきたニューロンだけの培養系と他の細胞と比較して非常に少ない．従って，外部か比較すると脳内の環境により近く，脳内異種細胞間ら酸素とグルコースとを絶えず供給されていなけれの相互連関を解析できるニューロン・アストロサイ

ばならない．酸素やグルコースの供給は，脳内に張ト共培養系を用い，細胞外 Gl
u濃度上昇によって引り巡らされた血管内を血液が灌流することによってき起こされる神経細胞死のメカニズムに関する解析行われている．脳血管が閉塞し，血液が流れなくなることが脳虚血であり，それに伴って生ずる様々な結果について述べる．

病態を虚血性脳疾患と呼ぶ．脳の機能を担う代表的な細胞であるニューロンは，一般的には細胞周期から抜け出した，細胞分裂によって再生できない細胞であり，虚血による特定の脳組織の傷害はその領域が果たしている機能の非可逆的障害につながる．

２グルタミン酸神経毒性とそのメ
カニズム

2.
1 グルタミン酸負荷による神経細胞死
哺乳動物の脳内には，興奮性神経伝達物質の一つ

脳虚血部分では大量のグルタミン酸（Glu）が細胞としてグルタミン酸（Glu）が広く分布している．Glu

外に放出されることがマイクロダイアリシス法で明の受容体は，イオンチャネル型受容体と代謝型受容らかにされ［1］，それ以来高濃度の細胞外 Gluが神経毒として虚血性ニューロン死を発生させると え

体の二種類に大別され，イオンチャネル型受容体はさらにＮ‑メチル‑Ｄ‑アスパラギン酸（NMDA）がアられてきた．しかしながら，虚血に起因した細胞外ゴニストとして作用するかしないかという薬理的作の高濃度 Gluの起源や，グルタミン酸受容体の賦活用の違いから，NMDA 型と nonNMDA 型受容体から神経細胞死へと至る過程でのシグナル伝達経路の二種類に分類されている．nonNMDA 型受容体などに関しては未だ明確にはされていない．動物をはさらに，アゴニストの特異性から AMPA 型受容実験対象とした inv
ivoにおける研究では，細胞外体とカイニン酸型受容体とに分類されている．これGl
u濃度上昇から神経細胞死までのシグナル伝達カ
スケードを詳細に調べて行くのは困難である．それらのイオンチャネル型受容体の中でも NMDA 型受故，細胞外環境の人為的操作が容易であり，また様々が活性化される，いわゆる ligandgatedchannelで容体は，Gluというリガンドの結合によりチャネル

あり，かつ膜電位依存性（vol
t
agede
pe
ndenc
y）を
もつという特異な性質を有する受容体−チャネル複NMDA 型受容体チャネルは Ca 透過性を有している．
図２は Glu負荷時における神経細胞内 Ca合体である．通常は Ca 不透過である AMPA 型受濃度の時間変化を，細胞内 Ca 指示薬である fura-

容体チャネルが，虚血時において Ca 透過性を持

2/0AM で推定した結果である．図２A は高濃度（10つという報告［2，3］もあるが，その病態生理学的

の Gl
μM）
u負荷，Ｂは NMDA 型受容体を AP５で阻害した状態で Gl
uを負荷したときの神経細胞内

意味は現在でも不明であり，一般的には NMDA 型受容体チャネルが Ca 透過性を有する唯一の Glu
えられている．

Ca 濃度変化を示している．Gl
uの負荷により神経細胞内 Ca 濃度は急激に上昇し，負荷中および負

前述したように，虚血領域では細胞外 Gl
u濃度が上昇する．この高濃度 Gluによって Glu受容体の異荷後においても Ca 濃度の高いレベルは維持されたままであった（Ａ）．このことは高濃度の Gl
u負荷

常な活性化が起こり，その結果神経細胞が死滅する．

により神経細胞の Ca ホメオスタシスが破綻した

図１はニューロン・アストロサイト共培養系に対しことを示唆している．一方，AP５により NMDA 型受容体であるとて，様々な濃度の Gl
0分負荷し，24時間後におuを 3ける神経細胞生存率を示している．細胞死はほぼ神経細胞特異的に生じ，アストロサイトは 2
4時間後に
おいてもその殆どが無傷であった．このことは Gl
u
負荷に対する神経細胞の脆弱さを示すと共に，アス
トロサイトの抵抗性の起源が問題になる．アストロ
サイトも様々な Gl
u受容体を発現していることが分かっているが，一般的には NMDA 型受容体は発現していないとえられており，このことがニューロンとアストロサイトの Gl
u受攻性差異の原因である可能性がある．また，高濃度 Gl
uの負荷に基づく神経細胞死は，NMDA 型受容体の特異的なアンタゴニストである AP５の同時負荷でほぼ完全に阻止できる．すなわち Gl
uによる NMDA 型受容体の活性化が神経細胞死の引き金であることが示唆され
る．

図１ Gl
u負荷 24時間後における神経細胞生存率．
＊は，cと比較して有意に生存率が低下したこ
ontrolとを示す．（P＜0.0
1）

図２ Gl
（10
0μM）
負荷時における神経細胞内のカルシウムu
イオン濃度変化．
Ａ：ニューロン内の Ca 濃度は，Gl
u負荷の開始直後から上昇し，負荷終了後においてもその高いレベルを維持していた．一方アストロサイトでは，負荷終了
後に負荷前の Ca レベルに戻った．Ｂ：NMDA受容体を AP５で阻害した状態での Gl
u負荷時における神経細胞内 Ca 濃度変化．この場合，Glu負荷の直後に細胞内 Ca 濃度は一過性に上昇したが，負荷終了後には負荷前のレベルに戻った．

受容体を阻害したＢにおいては，Gl
u負荷によってし，本稿で実験対象としたニューロン・アストロサ

一過性の神経細胞内 Ca 濃度上昇は認められるも

イト共培養系では，それら低濃度の Gl
u負荷では神のの，負荷後においては細胞内 Ca 濃度がほぼ負

経細胞死が生じない（図１参照）．すなわち細胞外荷前のレベルに回復した．このことは NMDA 型受容体を阻害しておけば，高濃度の Gl
u負荷によってGl
uの生理的変動範囲内である低濃度 Gl
u負荷時においては，アストロサイトが Gl
u毒性からニューも神経細胞の Ca ホメオスタシス機能は正常でロンを防御している可能性がある．

あったことを示している．また，NMDA 型受容体を阻 害 し て も Gl
u負 荷 に よ る 一 過 性 の 神 経 細 胞 内ラット神経系細胞の培養系で発現するる Gluト
ラ ン ス ポータ は ２ 種 類 知 ら れ て い る が，中 で もCa 濃度上昇は認められ，この変化は NMDA 型以
外 の イ オ ン チャネ ル 型 Gl
u受 容 体（ AMPA,

GLT‑1はラット・アストロサイトのみに発現すると えられる［5］．そこで，アストロサイトに発現）を阻害した状態でも同様に認められた．すKinate
なわち Glu負荷による一過性の神経細胞内 Ca 濃

し て い る GLT‑1の 機 能 を 阻 害 す る Di
hydro-

度上昇は nonNMDA 型 Glu受容体ではなく，代謝（DHK）を用いて，アストロサイトの Gl
kai
nat
e
uの
取り込みを阻害した状態で，生理的な濃度の Gluを型 Gl
u受容体の賦活に基づく神経細胞内 Ca スト

負荷を行った．そして，Gl
u負荷後のニューロンの生ア（小胞体，ミトコンドリア）からの Ca リリース

存率を，同一濃度の Gl
u負荷のみを行った場合の生である可能性が存率と比較することで，アストロサイトの Gl
u取り

えられる．

込み機能のニューロン防御に果たす機能的役割につ2.
2 アストロサイト・グルタミン酸トランスポータの機能的役割いて調べた．
DHK によりアストロサイトの Gl
uトランスポー

神経伝達物質として，いったんシナプス間𨻶に放タである GLT‑1を阻害した状態で Gl
u負荷を行う

出された Gluは，グルタミン酸作動性ニューロンのと，神経細胞死が有意に増加した（図３）．すなわち

神経終末内に速やかに取り込まれ，さらに近接する

低濃度の Gl
u負荷に対しては，アストロサイトがアストロサイトにも取り込まれる．Gluの神経終末Gluトランスポータにより細胞外 Gl
uを取り込むことによって，Gl
u神経毒性からニューロンを防御

内およびアストロサイト内への取り込みは，Na ，
K 依存性のトランスポータによって行われる．このトランスポータは Na と K の細胞内外での濃している可能性が推定された．また，Gluと DHK の度勾配によって駆動され，１分子の K と１分子のOH を細胞外へ運び，同時に Gl
u１分子と Na ２

体を AP５で阻害することによって防御することが同時負荷に基づいた神経細胞死も，NMDA 型受容分子とを細胞内へ運ぶ［4］，いわゆるアンチポータ（ant）
である．Na ，K の細胞内外での濃度
i
por
t
er
勾 配 は Na −K ATPaseに よって 維 持 さ れ て いる．アストロサイト内に取り込まれた Gl
uは，グルタミナーゼの働きでグルタミン（Gln）になり，神経伝達物質としては不活性化される．Glnは細胞膜を透過しグルタミン酸作動性ニューロンの神経終末に回収されて，ミトコンドリアでグルタミンシンセ
ターゼによって脱アミド化されて Gl
uへと戻ってシナプス小胞へ蓄えられ，再利用が行われているとえられている．
中枢神経系においては，主としてアストロサイトの Gl
u取り込み機能によって，細胞外 Gl
u濃度が数μM の低濃度に維持されていると えられる．これまでのニューロン初代培養系を用いた Gl
u神経毒性に関する研究では，低濃度（１μM や５μM）のGl
u負荷によっても神経細胞死が誘導される．しか図３ アストロサイトの Gl
1）をuトラン ス ポータ（GLT‑DHKで阻害した状態で低濃度 Gluを負荷したときの神経細胞生存率．数字は Gluの濃度で，Ｄは DHKを表す．
＋，＊：P＜0.
0
5

出来た．このことは，アストロサイト GLT‑
1の阻害

基本骨格となる分子（生理活性物質など）の性質をにより，NMDA 型受容体が Gl
uによって過剰に賦活され，神経細胞死が生じたことを示唆している．

光分解性保護基でマスクした化合物群で，光照射に３

ケージド化合物を用いた局所的
神経細胞死の誘導

3.
1 脳梗塞とペヌンブラ

より元の基本骨格分子を任意の場所に，瞬時に出現させることが可能である．Kapl］が ATPのanら［6リン酸基をニトロベ ン ジ ル 基 で 保 護 し た 化 合 物（CagedATP）を開発したことに始まり，これまでに多くのケージド化合物が開発されてきた．
ここでは，ニューロン・アストロサイト共培養系

短時間の脳血流の途絶であっても，虚血に対して脆弱なニューロンは細胞死を起こし，いわゆる梗塞

において，ケージド化合物を用いて空間的に限局した部位に神経細胞死を誘導し，その時の周辺細胞と部位を形成する．これまでの研究から，梗塞の周辺の相互作用を解析した結果について述べる．これまにおいて，血流の低下の程度が中程度で急性神経細での細胞死の研究から，細胞種や細胞死の形態（ネ

胞死は生じないが，ニューロンの電気的な活動が障

クローシスとアポトーシス）を問わず，細胞内 Ca

害 さ れ る，い わ ゆ る ペ ヌ ン ブ ラ 領 域（i
s
che
mi
c

の濃度上昇が細胞死の普遍的なキー・ステップであpenumbra）の存在することが明らかにされてきた．
そして主としてこのペヌンブラ領域において，たとると信じられている．それ故，ここでは局所的に賦え脳血流が再開したとしても数日後に神経細胞死がの Ca を上昇させることにした．細胞内 Ca の局

生じることが分かり，虚血中心部での急性神経細胞死と区別して遅発性神経細胞死と呼ばれている．遅発性神経細胞死は，細胞死の形態的特徴が壊死（ネ

所 的 濃 度 上 昇 は，ケージ ド Ca イ オ ノ フォア（DMNPE87，Mol）cagedBrA 231
ecul
arPr
obe
s
を用いて行った．図４はその結果を示している．２．

クローシス）とは異なっており，再生系細胞（細胞で細胞内 Ca の推定に用いた蛍光指示薬 f
2
/
ur
a-

周期を回っている，もしくは刺激により細胞周期に回帰できる細胞）で認められてきた細胞の能動的なAM が短波長励起であるため，細胞内 Ca の計測自体によってケージが解除されてしまう．それ故こ死（アポトーシス）と似た形態を持つことが示唆さ

こでは，細胞内 Ca 濃度の推定に長波長励起の蛍れてきた．神経細胞は前述したように，細胞分裂能

光指示薬である f3/luoAM を用いた．図中のサークを失った最終分化細胞と一般的には

えられておル内がケージ解除光の照射範囲であり，サークル内

り，再生系細胞における傷害細胞の積極的排除機構としてのアポトーシスとは，その病態生理学的意味の６つの神経細胞とその外側の２つの神経細胞内
Ca 濃度の時間変化を示している．照射領域内のが異なっている可能性がある．

ニューロン（細胞１−４）では，ケージ解除光の照活する細胞死の細胞内シグナル伝達として，細胞内射によって細胞内 Ca 濃度が持続的に増加し，そ3.
2 ケージド化合物を用いた光誘導性神経細胞死の後細胞死に至った．中には１の細胞のように，細これまでに行われてきた培養細胞を用いた細胞死

胞内 Ca 濃度変化の計測中に細胞が膨潤してネク研究の殆どは，２．でも述べたように培養系の全体ローシスで細胞死を起こす場合もあった．
一方，
ケーに対して細胞死を誘導する試薬（２．では Glu）やそジ解除光照射領域外（細胞７−８）では，神経細胞の阻害薬（２．では AP５）を負荷するものであった．

内 Ca 濃度の上昇は認められなっかた．

空間局所的に細胞死を誘導し，その結果として生じる周囲の細胞との相互作用を解析した研究は少な

図５は，ケージ解除光照射から 24時間後における神経細胞生存率を示している．ケージ解除光照射領

い．致死的レベルのレーザーを空間局所的に照射す

域内（Cage＋FldCaIash）での神経細胞生存率は，ることで局所的ネクローシスを誘導させることは行

照射領域外（Cage）と比較して，有意に減少
dCaI

われてきたが，細胞死のシグナル伝達経路を局所的した．また，ケージド Ca イオノフォアを負荷しなに賦活させることで限局した部位に細胞死を誘導しい状態での光照射のみ（Flash）では神経細胞生存率た研究は無かった．

は減少しなかった．以上の結果は，ケージド Ca イ

最近，ケージド化合物と呼ばれる一群の試薬が開オノフォアがケージ解除光で活性化され，局所的な発され，細胞生理学・分子生物学の研究領域に新た

細胞内 Ca 濃度上昇により神経細胞死が生じたこ

な実験手段を提供している．ケージド化合物とは，とを示している．

図４ ケージド Ca イオノフォアによる局所的神経細胞内 Ca 濃度上昇．サークル内はケージ解除光照射領域であることを示す．

ていた．ケージ解除光照射領域内での細胞死は，細胞の膨潤・破裂を伴う典型的なネクローシスであるのに対して，その周囲で 48時間後に認められた細胞
死は，神経突起の退縮と変性・細胞体の縮小が認められた．核内 DNA のインターカレータで蛍光染色を行った結果，それらの神経細胞ではクロマチンの凝縮やある場合には断片化が認められた．これらの形態学的・生化学的な細胞死の特徴はアポトーシスと一致している．細胞の能動的自殺であるアポトー
シスの場合には，一般的にはその死に先行して新規なタンパクの合成が必要とされる．そこでタンパク合成阻害薬であるシクロヘキシミドを加えた状態で48時間後に解除光照射領域の周辺で生じる神経細胞死を防御できるかどうかを調べた．その結果，
ケー
図５ ケージド Ca イオノフォアによる光誘導性神経細胞死．Caged：ケージド Ca イオノフォア負荷のCaI
み，Caged＋FlCaI
ash：ケージド Ca イオノフォア
負 荷 後 に ケージ 解 除 光 を 照 射，Flash：光 照 射 のみ．
＋，＊：P＜0.0
1

ジ解除光照射領域周辺部での神経細胞死が新規タン
パクの合成阻害により有意に減少することが分かった．以上の結果は，ケージドイオノフォアが光によって活性化されることで局所的に引き起こされた急性
神経細胞死に伴い，何らかのシグナル伝達分子が周ケージ解除光照射領域外の神経細胞は，解除光照

囲に放出されて，その結果解除光照射領域の周辺部

射から 24時間後では殆ど細胞死が認められなかっでアポトーシス様の神経細胞死がトリガーされた可た（図５）．しかし，さらにその 24時間後（解除光能性を示唆している．

照射から 48時間後）においては，照射部位の周辺部
で有意に神経細胞死が増加した．そしてその細胞死は，ケージ解除光照射領域内において短時間で誘導されたニューロン死とは，形態的に明らかに異なっ

４

おわりに

ここでは，我々がここ数年行ってきた初代培養系

を用いた神経細胞死メカニズムの解析について述べ

テム論的理解も極めて重要であり，それらの統合的た．培養系を用いた研究は，細胞外環境を人為的に研究は今後の生命科学において極めて重要であると操作出来ることや細胞内のシグナル伝達機構の解析えられる．本研究分野の研究目標を「生体機能発が容易であることなど多くの利点がある．しかし，現機構のマクロおよびマイクロシステム論的理解とそこで得られた知見を生体内での現象の理解に直接その工学・医学応用」とし，本稿で紹介したニュー

敷衍することには大きな問題がある．いうまでもな

ロン・グリア共培養系を用いた研究の他に，現在以く生体（個体）は，単一の受精卵から出発し，それ下の課題についての研究を展開している．

故同一の遺伝子をもった細胞から構成さてはいる＊心筋細胞拍動リズムの非線形ダイナミクスと細が，遺伝子発現の相違により異なった分化細胞，組織，そして器官などから成る，複雑な階層構造を有胞機能＊ Langendor
ff灌流心を用いた心拍動制御機構

している．そこでは，同一の階層内および異なる階層間での複雑な相互作用が存在しており，個体の生の解析＊虚血リモデリング心の適応制御論的意味とその存の維持（？）のために協調した動作が要求されている．それ故，機能発現の細胞レベル・遺伝子レベ

破綻機構＊脳虚血耐性とその分子機構

ルでのミクロ的理解に加えて，そのマクロ的・シス［参［1］ Be
nve
ni
s
t
e
,H.
,Dr
e
j
e
r
,J
.
,Shous
boe
,A.
,Di
e
me
r
,
N.
H.
,J
.Ne
ur
o
c
he
m.
,43
,13
6
9(
1
9
8
4)
.
［2］ Pe
l
l
e
gr
i
ni
Gi
ampi
e
t
r
o,D.
E.
,Gor
t
er
,J
.
A.
,Be
nnet
t
,M.
V.
L.
,Zuki
n,R.
S.
,TI
NS,2
0
,4
6
4(
1
9
9
7)
.
［3］ Pe
l
l
e
gr
i
ni
Gi
ampi
e
t
r
o, D.
E.
, Pul
s
i
ne
l
l
i
, W.
A.
,
Zuki
n,R.
S.
,J
.Ne
ur
o
c
he
m.
,6
2,1
06
7(
1
99
4
)
.
［4］ Kanai
,Y.
,Nus
s
be
r
ge
r
,S.
,Rome
r
o,M.
F.
,Bor
on,

文献］
W.
F.
,Heber
t
,S.
C.
,He
di
ge
r
,M.
A.
,J
. Bi
o
l
.
Che
m.
,2
70
,16
5
61(
1
9
95
)
.
［5］ Rot
hs
t
e
i
n,J
.
D.
,Mar
t
i
n,L.
,Le
ve
y,A.
I
.
,Dyke
s
,
H.
M.
,J
i
n,
L.
,Wu,
D.
,Nas
h,N.
,Kunc
l
,R.
W.
,
Ne
ur
o
n,13
,7
1
3(
19
9
4)
.
［6］ Kapl
an,J
.
H.
,For
bus
h,B.
,Hof
f
man,J
.
F.
,Bi
oc
he
m.
,1
7
,1
92
9(
1
97
8
)
.

研

究

電子材料物性部門
ポルフィリン誘導体の光吸収，発光への電場効果

岩城

光電子物性研究分野

ブリルアン散乱による SrTi
(O

辻見

相転移物性研究分野

O裕司，太田 信廣 ………………………… 4
1) の音響フォノン異常の測定

裕史，長谷部弘毅，八木 駿郎

東工大応用セラミックス研究所

王

瑞平，伊藤

満 ………………………… 4
3有機結晶を舞台とするスピン気体‑
液体相転移
有機電子材料研究分野

長谷川達生 ………………………………………… 4
5

アンチサーファクタントを用いたナイトライドのエピタキシー
光材料研究分野

田中

悟 ………………………………………… 47電子機能素子部門
スラブ型フォトニック結晶の光学特性
量子機能素子研究分野

迫田

和彰，伊藤 琢範，落合 哲行 …………… 5
0

新しい生体適合性材料の分子設計と人工臓器への応用
分子認識素子研究分野

田中

賢 ………………………………………… 5
2

アストロサイトの Na-K-2Cl共輸送体活性化による高カリウム時の脳スライスにおける内因性光学シグナル
超分子分光研究分野

野村

保友 ………………………………………… 55粘菌に細胞インテリジェンスを探る
細胞機能素子研究分野

上田

哲男，中垣 俊之，山田 裕康 …………… 60希土類イオン含有ガラス粉末ランダム媒質におけるアップコンバージョンレーザー発振
光システム計測研究分野

藤原

英樹 ………………………………………… 62電子計測制御部門
血管内皮上における流れおよび LDL輸送に関する計算力学的研究
自律調節研究分野

和田

猛 ………………………… 6
5

成生，狩野

模擬的虚血負荷に伴う培養心筋細胞拍動リズムゆらぎの変化
適応制御研究分野

山内

芳子，角谷 昌紀，河原 剛一 …………… 68小林亮 ………………………………………… 71

電子情報処理部門
凝固と再結晶過程の数理モデル
情報数理研究分野

昆虫の死にまね行動
その不動姿勢制御のメカニズム
神経情報研究分野

西野

浩史 ………………………………………… 73

センサアレイを用いる方位推定および信号数検出
信号処理研究分野

鈴木

正清 ………………………………………… 7
6

感覚代行と人工現実感のための触感ディスプレイに関する基礎研究
感覚情報研究分野

和田

親宗 ………………………………………… 7
8半導体スラブ型フォトニック結晶を利用した能動型光素子
並列分散処理研究分野

川辺

豊 ………………………………………… 80

附属電子計測開発施設
後方多重散乱場の Green関数と拡散光トポグラフィ像の改善
附属電子計測開発施設

岩井

俊昭 ………………………………………… 83

ポルフィリン誘導体の光吸収，発光への電場効果
光電子物性研究分野

岩城

裕司，太田

信廣

ポルフィリンの数が１〜48のメソ位で連結されたポルフィリンオリゴマーを PMMA 高分子薄膜
中にドープし，光吸収スペクトルと蛍光スペクトルの電場効果を調べた．その結果，励起子分裂する
Sor
et吸収帯のうち長波長側を励起するとポルフィリンの結合軸方向へ光誘起電荷移動が起こること，また電場により蛍光量子収率が変化すること，しかもそれらはポルフィリンアレーの長さに依存することがわかった．
光吸収により生じる分子の電子励起状態からは，
電荷分離，エネルギー移動，電子移動，エキシマー
形成など種々のプロセスが起こることが知られている．このような光物理化学過程を解明することは，
光合成光化学反応に代表されるような光と生体の関係を明らかにするだけでなく，光導電性，非線形光学効果，電界発光など分子スケールの超微細な光機
能材料の設計，開発といった応用面においても非常に重要であるとえられる．

ところで光励起エネルギー移動や電荷分離が決定的に重要な役割を果たしている光合成反応において，ポルフィリン誘導体等の色素分子を取り囲む周囲の膜蛋白からの局所電場が反応を特異的なものにしているという仮説がある．これら光物理化学プロ
セスへの電場効果を検証するために，我々は光吸収
および発光スペクトルの電場効果を調べている．またこれらの実験に基づいて光励起に伴う電気双極子
モーメントや分子分極率の変化を定量的に求めることにより，光励起に伴う分子の電気的特性の変化を

図１ ポルフィリン環が各々１（Ｚ(
1
））
，８（Ｚ(
8）
）および
2
4個（Ｚ(
24
）
）連結した分子の構造．

調べると共に，新たな光機能性分子の探索を試みている．

る．これは双極子―双極子相互作用によるもので，発色団分子間の距離や配向が分子内，分子間のエ

長波長側吸収は遷移モーメントの方向が結合軸の方ネルギー移動や電子移動においてどのような役割を果たしているかを明かにするために，また新たな分

向であることを示している．いずれのオリゴマーでも Soret帯の短波長側吸収帯の電場吸収スペクト

子材料を開発するために，規則的に配向したポルルの形状は吸収スペクトルの一次微分形と似ておフィリン多量体が最近数多く合成されている．ここり，基底状態と励起状態間の分子分極率の違いによで紹介する分子は図１に示すメソ位で連結されたポるシュタルクシフトを示している．一方，Sor
et帯のルフィリンオリゴマーであり，お互いのポルフィリ

長波長側の吸収の電場スペクトルは吸収スペクトル

ンはその平面が直交している．図２に示すようにオの二次微分形と似ており，基底状態と励起状態間のリゴマーの強い Sor0nm）は二つにet吸収帯（〜40

電気双極子モーメントの違いによるシュタルクシフ

分裂し，長波長側吸収帯はポルフィリンの数が２個トを示す．これは Sor
et帯の長波長側吸収帯を励起から 48個に増加するに従って長波長側にシフトすすると，永久電気双極子モーメント（μ）を生じるこいる．
観測された電場蛍光スペクトルからは，シュタル
クシフトの大きさ以外に電場による蛍光強度の変化
量 が わ か る．電 場 に よ る 蛍 光 量 子 収 率 の 変 化 量（ΔI/I）をポルフィリンの個数に対してプロットしたものが図４に示してある．ここで I は全蛍光強度，ΔI は電場による強度変化を表す．蛍光量子収率の電場依存性は輻射遷移速度や無輻射遷移速度が電場により変化することを意味する．ただし，図４に
見 ら れ る よ う に ポ ル フィリ ン の 数 が 多 く な る と
ΔI/
I が減少する，すなわち蛍光量子収率が減少す
るのは，電場により無輻射遷移速度が増加するためであり，これは長いポルフィリンアレーの折れ曲がる運動への電場効果に起因するとえている．

本研究は大須賀篤弘教授（京都大学大学院理学研究科）との共同研究であり，この場を借りて深く感謝申し上げます．

図２ ポルフィリン連結分子，Ｚ(n），の吸収スペクトル（実線）と電場吸収スペクトル（陰線）．ｎは連結するポル
フィリン分子の個数．電場強度は 0
.7
5MVc
m ．

と，すなわちポルフィリンの結合軸方向への光誘起
電荷移動が起こることを示している．また図３からわかるように，電荷移動の大きさはポルフィリンの数が増加すると共に大きくなり，しかもその数が６

図４ΔI/
I をポルフィリンの連結個数に対してプロットしたもの．電場強度は 0
.
7
5MVc
m ．

〜８で最大となる．このことは電荷移動が起こるコ
ヒーレント長は，ポルフィリン連結系ではポルフィ
リンユニットが６〜８個の長さであることを示して［参 文献］［1］Y.I
wakiandN.Oht
a,Chem.Let
t
,8
94(
20
00)
.
［2
］N.Oht
a,Y.I
waki
,T.I
t
oh,I
.Yamazaki
,A.
Os
uka,J
.Phys
.Che
m.B,10
3,1
124
5(
199
9)
.
［3
］N.OhtaandY.I
waki,I
nt.J.Mod.Phys
,i
n
pr
e
s
s
.

図３ 分裂した Sor
et帯の長波長側の吸収帯励起における（光励起に伴う μの増加量）をポルフィリンの連結Δμ個数に対してプロットしたもの．

ブリルアン散乱による Sr(O O
Ti
音響フォノン異常の測定)の相転移物性研究分野
辻見 裕史，長谷部弘毅，八木東工大応用セラミックス研究所
王
瑞平，伊藤

駿郎
満

ブ
Sr
TiO（87％ O−置換 SrTiO ）の強誘電性相転移を，散乱配置を VV あるいは VH とした 90°
リルアン散乱で詳細に調べた．c 純粋横波音響フォノンが T 25Ｋ以下で２つに分離することを見
いだし，相転移が T で起こっていることを，また T 以下で実現される相の対称性は正方対称より低下していることを結論づけた．

１

序論型のファブリペロ干渉計で分光し，4,000回積算した後，スペクトルとしてコンピュータに取り込んだ．

強誘電体電子材料の用途の１つとしてコンデンサーがある．現在電子機器のダウンサイジング化が推進されるなか，コンデンサーにも小型化要請の強い波が押し寄せている．小型コンデンサーに要求される性能の１つとして誘電率の高さがあげられる．
最近チタン酸ストロンチウム SrTi
O の Oを Oに部分的に置き換えることにより，170
,0
00という

３

測定結果と

察

90
ブリルアン散乱で［001］方向に進む音響フォノ°ンを測定した．図１⒜は VV 散乱配置で得たスペク
トルの温度依存性である．32.
5Ｋの温度で，約 20

極めて高い誘電率を持つ強誘電体 Sr
TiO が得ら

GHzの周波数を持つ音響フォノンによる散乱ピー
クが見られるが，これは c 純粋縦波音響フォノン

れている［1］．この物質の高誘電率の発現機構を解に よ る も の で あ る．こ の ピーク は T

明することができれば，コンデンサー材料の創製にかってその強度を弱めてゆく．一方 T 以下では，約

新たな指針を提供することが可能となり得る．本研
究では音響フォノンの精密測定により，SrTiO の11GHzの周波数を持つ音響フォノンによる新らたなピークが出現する．もし，この新しいピークも c

強誘電性相転移の動的機構を解明することを目的と

縦波音響フォノンによるものであると仮定すると，してブリルアン散乱を行った．

フォノン周波数が T で跳んでいることになる．し25Ｋ に 向かし，これまで STO1
8が１次相転移をするといっ

２

実験方法

ブリルアン散乱に用いた試料は O−置換率 xが0.
87の Sr（ O O ） （STO1
8）で，その大Ti

た報告はないので，この仮定には無理がある．したがって，T 以下で現れたピークは横波音響フォノン
によるものであると えるのが自然である．ところが，もし今回測定した温度領域で結晶の対称性が正

きさが 3.3
［11
0］×7
.0
［0
01］
×0.5
［110
］mm のものである．この試料を He循環型のクライオスタッ

方対称であるとすると（STO18は 110Ｋで立方晶から正方晶に相転移することが分かっている［1］）
，

ト（DAI
KI
N V2
02C5LR）内に置き，その温度を表面に張り付けた金鉄（0.
07％）−クロメル熱電対で測VV 散乱配置では横波音響フォノンは観測できな
い．結局，T で相転移が起こっており，T 以下では定した．ブリルアン散乱の光源には波長が 514.5結晶の対称性が正方対称より低くなっていると予想

nm，出力が 70mW のアルゴンレーザー（SPBeamを用いた．散乱角を 90とし，散乱配置を
Lok20
60）
°

される．以後，ここで観測された横波を TA１フォノ

VV（入射光が縦偏光，散乱光が縦偏光）と VH（入射光が縦偏光，散乱光が横偏光）として［001］方向に進む音響フォノンを測定した．散乱光はタンデムンと呼ぶことにする．TA１フォノンの特徴は，その強度が T 22Ｋで最大値をとることにある．図２には c フォノンと TA１フォノンの周波数の温度依存性をそれぞれ黒丸と黒三角で示した．

図２ 音響フォノンの周波数の温度依存性と同じく，その強度が T

22Ｋで最大値をとること に あ る．図 ２ に は c フォノ ン あ る い は TA２
フォノンの温度変化を白丸で示してあ る．TA２
フォノンの周波数は，温度の低下とともに低くくなって来るが，20Ｋ近傍で０Hzになるかどうか，また 20Ｋ以下の温度で再び周波数が増加して行くか
図１ ブリルアン散乱スペクトル；⒜ VV散乱配置，⒝ VH
散乱配置

どうかは不明である．
図２を全体的にみると，正方晶で２重に縮退している c フォノンが転移温度 T

25Ｋ以下で，縮退

図１⒝は VH 散乱配置で得たスペクトルの温度依存性である．32.
5Ｋの温度で，約 11GHzの周波がとけて TA１フォノンと TA２フォノンに分離し数を持つ音響フォノンによるピークが見られるが，これは c 純粋横波音響フォノンである．温度の低移が起こっており，T 以下では結晶の対称性が正方対称より低くなっていることを支持する．

下とともに，このフォノンの周波数は Tているように見える．このことは，やはり T で相転

2
5Ｋまところで，強誘電性と思われるセントラル・ピー

ではほとんど温度変化しないが，T から約 20Ｋへ

ク（中心周波数が０Hzのピーク）が見つかっており，その強度と緩和時間が最大となる温度が TA１

向け急激に低下する．これも，T で相転移が起こっていることを支持する．T 以下での相の結晶軸は不フォノン，そして TA２フォノンの強度が最大とな明であるので，T 以下では c 横波音響フォノンと呼ぶ代わりに TA２フォノンと呼ぶことにする．

る温度 T

TA２フォノンのもう１つの特徴は，TA１フォノン

は，いまのところ解釈できていない．

［参［1］ M.I
t
ohe
tal
.
:Phys
.Re
v.Let
t
.8
2
,3
5
43(
1
99
9
)
.

2
2Ｋであることが分かっている．しかし，なぜ T が相転移温度 T と異なるかについて文献］

有機結晶を舞台とするスピン気体‑
液体相転移
有機電子材料研究分野

長谷川達生

イオン性交互積層型錯体結晶・（BEDO（ClTCNQ）では，低温で，スピン磁化率の急激なTTF）減少を伴う一次の相転移が観測される．この転移は，結晶格子やスピン系の対称性の変化を伴うことなく，微小な分子回転に由来したスピン間相互作用の量的変化のみを伴う，新奇な相転移現象である
ことが明らかになった．

１

オンと陰イオンが交互に並んだイオン結晶を構成しはじめにている．各分子はイオン化により開のラジカル分

多数の有機分子が凝集して形成される分子凝縮体

子となっているため，それぞれの分子がスピン磁気では，構成要素である分子を様々に設計することで，モーメントを持つ．分子の対称性が低いため価電子

従来の無機物質には見られない新しい電子機能をが属する π電子軌道には縮退がなく，この物質は典持った固体が得られる．平面的な分子の積み重なりによって，一次元的，或いは二次元的電子構造を持型的な１/２‑
スピン系を構成している．
図１に（BEDOTTF）（ClTCNQ）錯体の静磁化

つ金属や磁性体が得られること等はその顕著な一例

率・χを測定した結果を示す．図は χと温度の積を温度に対して描いたもので，図中の破線が１/２‑スである．
本稿では，最近我々が開発した分子凝縮体が示す，

ピンのキュリー常磁性に相当している．図から，常新しいタイプの磁気‑格子相転移について紹介する．

温付近では，両ラジカル分子に由来する局在スピン固体が示す電子相転移現象は，超伝導や磁気相転移，がほぼキュリー的に振る舞うが，低温約 110Ｋにお誘電体の構造相転移等，凝縮系物理学のハイライト

いて磁化率は急激な減少を示し，これよりも低温側の一つとして知られる．我々は，電子供与性分子とでは，温度低下とともに緩やかな減少を示すことが電子受容性分子の組み合わせよりなる有機物単結晶において，局在スピンの運動の自由度と，スピン間分かる．図１の挿入図に示したように，この変化は大きな温度履歴を伴う一次の相転移によるものであ

交換相互作用を制御する分子回転の自由度が結合する．

ることによって生じた，新奇な相転移現象を見出した．

２

転移前後における物性測定から，この磁化率減少

実験結果と

察

本研究で対象とした物質は，ともに平面的な分子である電子供与体・BEDOTTF分子と電子受容体・ClTCNQ分子（図２参照）が，交互に積み重なることによって形成された化合物である［1］．これは二次元的な相互作用を持つ BEDTTTF系分子と異方的な相互作用を示す TCNQ系分子よりなる
一連のドナー・アクセプター型錯体の一種である．
これまでに類似の錯体系において，価数不安定性を示す錯体［2］や，超伝導体［3］等を得てい る．
（BEDO（ClTCNQ）では，電子供与体の電TTF）子一個が電子受容体へと完全に移動しており，陽イ

図１ (（ClTCNQ）の χT‑
BEDOTTF）
Tプロット．

は，通常，この種の化合物で見られるスピン‑パイエ

磁化率急減は，この様な分子配列の微妙な変化ととルス機構による一重項形成や，或いは反強磁性秩序

もに生じるスピン間交換相互作用［∝(
分子間相互作化による磁気的ギャップの形成に由来するものでは用)］の顕著な増大が原因となっているとなく，新しいタイプの相転移であることが明らかにる．すなわち，この系では，各スピンがほぼ自由になった．特に，結晶格子の対称性を敏感に反映する

振舞う高温相と，反強磁性的な強いスピン間交換相

分子振動スペクトル，スピンの磁気的秩序化を敏感互作用により，スピンの熱運動が強く抑圧された低にプローブする電子スピン共鳴スペクトルの線幅に温相との間を行き来する新しいタイプの相転移現象

は，転移温度近辺において何らの異常も観測されなとして理解することが出来る（図３）．

かった．
図１に示す急激な磁化率減少の原因は，詳細な単

ここで見られたスピン‑格子相転移の特徴の重要な点は，相転移の前後で，結晶格子の対称性や磁気結晶構造解析によって明らかにすることが出来た．

的秩序化等の質的な変化は全く見られず，スピン間単結晶Ｘ線回折測定によると，結晶の対称性は転移の相互作用の量的な変化のみが相転移を特徴づける

前後で変化はなく（空間群はともに P2/n），各分子ものとなっていることにある．通常見られる固体の中心上に反転中心を保持したままである．これは，相転移では，電子系や結晶構造に質的な変化を伴う．

分子振動スペクトルの測定結果とも一致する．しかスピン系の対称性が変化する強磁性，反強磁性等のし，詳細な構造解析の結果，分子配列が，転移前後

磁気的相転移や，結晶格子の対称性の変化を伴う誘で図２上に示す僅かな変位を示していることが明ら

電体の構造相転移等の二次相転移はその典型的な例

かになった．さらにこの結果をもとに分子軌道間の重なり積分を計算した所，この微妙な分子配列の変として知られる．これに対し，この系の相転移は，
例えば水と水蒸気の間のように，密度の量的な変化化とともに，分子間相互作用が低温側で約３倍程度のみを伴う液相−気相間の一次相転移に類似した，に増加することが分かった（図２下）．相転移付近の高温相におけるスピン運動のエントロピーによる利

えられ

得と，低温相における交換相互作用による利得が拮
抗することによって生じた相転移であると結論される．

図３

相転移前後におけるスピンの振舞の模式図．

図２ 転移前後における分子配列と，分子間重なり積分の変化．

［参［1］ T.Hasegawa,e
tal
.
,Phys
.Re
v.B 6
2
,1
0
05
9
(
20
0
0
)
.
［2］ T.Has
egawaetal.
,Phys.Rev.B,i
npr
es
s
.

文献］
［3］ 近藤隆祐，長谷川達生，鹿児島誠一，固体物理 3
5，
36
3
（2
00
0
）
．

アンチサーファクタントを用いた
ナイトライドのエピタキシー
光材料研究分野田中悟

ナイトライドのエピタキシャル成長においてアンチサーファクタントを用いることによって２つの新しいユニークな現象を見いだした．量子ドット成長と貫通転位の終端である．アンチサーファクタ
ントである Siを（Al）GaN 表面に微量添加することによって，その上に成長する GaN の成長カイネ
ティクスが変化する．これによって，疑似格子整合系において量子ドットの作製が可能となり，また現在窒化物半導体で問題となっている貫通転位の伝搬を阻止できることがわかった．これらの現象は
一見無関係のように見えるが，共通の現象，即ちナノスケールの Si
N 生成によるマスク効果が関与していることがわかった．本手法により，窒化物半導体薄膜の貫通転位密度をその場プロセスにより大幅に（約 1000分の１）減少させることができる．

１

まえがき

＞σ ＋σ
（σは表面エネルギー）がσ満たされる時に３次元成長モードとなる［4］．この近年，青色発光ダイオードや紫色レーザーダイ

時，基板表面のエネルギーが不純物原子の添加にオードの開発・実用化を契機として，ワイドギャッ

よって変化した場合，この不等式の不等号が変化し，プ化合物半導体の研究が非常に活発になっている．

成長モードが２次元となる．このような状況におけなかでも窒化物系の化合物半導体（ナイトライド）

る不純物原子をサーファクタントと呼ぶ．一方，本は，その化学的・熱的安定性や優れた光学物性によ来の成長モードが２次元系（ステップフローを含む）

り高効率・高性能の光デバイスが実現可能である．

の場合，不純物を添加することによって逆の現象がまた，最近では光デバイスのみならず電子デバイス起こりうる．即ち３次元成長を誘起する場合がへの応用も進んでおり，将来的にも重要な材料系であることは言うまでもない．

られる．我々はこの時の不純物をアンチサーファク
タントと定義した［5］．

えアンチサーファクタントを用いるエピタキシャル
成長は，疑似格子整合系における GaN 量子ドット形成のために見いだされた新しい方法［1，2］であるが，近年量子ドット形成のみならず，ナイトライ

３

実験

ド薄膜中の貫通転位の低減にも有効なことがわかっ

結晶成長は，有機金属気相成長法（MOCVD）を用いた．Si001）基板上に AlC（0N バッファー層おた［3］．成長機構の解明のなかで，これら２つの異よび約 0.5μm 程度の Al
GaN あるいは GaN 薄膜なった結晶成長現象には共通した物理現象が関与しをエピタキシャル成長した．量子ドットの成長のたていることがわかった．本稿ではこれら２つのユ
ニークな現象（量子ドット形成・転位の終端）につめには，キャリアの閉じ込め構造に必要な Al
GaN
（Al
＝〜1
5％）を転位終端の目的には GaN を用いた．いずれの表面もステップ・テラス構造を有し，いて解説する．

原子レベルで平坦であることを確認した．その後，

２

アンチサーファクタントとは？

アンチサーファクタントは，Si/
Ge系において提案されたサーファクタントに相対する概念を有す
る．一般にヘテロエピタキシャル成長においては，
ヘ テ ロ 界 面 に お け る エ ネ ル ギーバ ラ ン ス，即 ち

アンチサーファクタント（Si：原料にはテトラエチ
ルシランを用いた）を一定量添加し，適当な厚さのGaN を成長した．

４

量子ドットと転位の終端添加した GaN/GaN 界面で貫通転位が減少していることが観察される．GaN 成長初期の観察等によ

図１⒜，⒝に得られた GaN 量子ドット及び低転り，これは量子ドットが融合する課程において転位位化された GaN 薄膜の断面 TEM の結果を示す．

同士の反応，そして転位ループが形成されることに⒜ で は，高 さ 約 ５nm 幅 約 20nm の 量 子 ドット がよって生じていることが明らかとなった［3］．

Al
GaN 上に観察される．AFM による平面観察ではドットの密度は，１〜２x1
0cm 程度であった．
ドットの大きさ・密度はアンチサーファクタントの５供給条件（温度や供給量）および GaN の成長時間で大きく変化させることができることがわかった［1］．

アンチサーファクタントを用いたナイトライドのエピタキシャル成長においてユニークな２つの現象

これは，単一ドットからの発光（低密度）やレーザーを見いだした．量子ドット形成と貫通転位の低減でへの応用（高密度）のために非常に重要な結果であある．今後，詳細な成長機構の解明とともにこれらる．

の技術を応用したデバイスの開発をおこなっていく

一方，⒝では明らかにアンチサーファクタントを

図１

まとめ

予定である．

⒜ GaN量子ドットおよび⒝低転位 GaN薄膜の断面 TEM 像

［参［1］ S.Tanaka,S.I
wai,andY.Aoyagi
,Appl
.Phys
.
Le
t
t
.6
9,4
09
6(
1
99
6
)
.
［2］ 田中 悟，青柳 克信，応用物理第 67巻第７号，
8
2
8（1
99
8
）．
［3］ S.Tanaka,M.Takeuchi,Y.Aoyagi,Jpn.J
.
Appl
.Phys
.3
9,L8
31(
2
00
0
)
.

文献］
［4］ P.Ramvall,S.Tanaka,S.Nomur
a,P.Riblet,andY.Aoyagi
,Appl
.Phys
.Le
t
t
.7
3
,11
0
4(
1
9
98
)
.
［5］ M.Copel,M.C.Reut
er,E.Kaxir
as,andR.M.
Tr
omp,Phys
.Re
v.Le
t
t
,6
3,6
32(
1
9
89
)
.

スラブ型フォトニック結晶の光学特性
量子機能素子研究分野

迫田

和彰，伊藤

琢範，落合

哲行

FDTD法による数値シミュレーションを用いて，光の固有モードの対称性と寿命がスラブ型フォトニック結晶の光学特性に大きく影響することを示した．
誘電率が光の波長程度の周期で変化する人工結晶
をフォトニック結晶と呼ぶ［1，2］．光学製品の無反射コーティングや高反射率ミラーなどに利用される
誘電体多層膜は，古くから知られた１次元フォト
ニック結晶の例である．しかしながら，最近の研究上の主たる興味は２次元および３次元フォトニック
結晶にある．これは，輻射場の制御が一層厳密に行なえること，光の分散関係が多彩で位相整合が容易であること，群速度の小さな固有モードが容易に実現できることなどによる．半導体の選択成長やリソグラフィー，ウェーハー融着，コア部を除去した光ファイバー束，等々を利用して，格子定数（誘電率の空間変調の周期）が１μm のオーダーの２次元および３次元フォトニック結晶が続々と作られている．特に，半導体基板上の薄膜導波路などに形成したスラブ型フォトニック結晶（図１参照）では，エ
レクトロニクス分野で培われた薄膜成長技術やリソグラフィー技術が適用できるので，非常に完成度が高く，格子定数の小さな試料が作製できる．このため最近研究が大変盛んであり，次世代の光通信用の

図１ (上）薄膜導波路に形成した円柱空洞から成るスラブ
型フォトニック結晶の模式図．
（下）２次元面内の円柱
空洞の配置．数値計算には次のパラメータを用いた．
.
5a，r
＝0
.
2
5a，誘電体薄膜の屈折率＝3
.4
．
d＝0

素子応用等を目指した研究も進んでいる［3，4］．ただし，スラブ型結晶の場合には基板面に垂直な方向れており，局在モードによるレーザー発振なども観への光の回折損を測されている［5］．

慮する必要がある．一般に，基板の誘電率が大きいと回折損も大きくなることか

図２は，時間領域差分法（FDTD法）［6］を用いら，結晶を上下両側から空気で挟んだ（基板をエッて計算した光の分散関係（フォトニックバンド構造）

チングで取り除いた）エアブリッジ型結晶が盛んに研究されている．

と光透過スペクトルである［7］．計算は第１ブリル
アンゾーンの Γ点（0,0）から K 点（4π/3a，０）

図１に本研究で光学特性を調べたエアブリッジ型に向かう方向について行った．また，xy面について電場が対称なモード（σ＝1）のみを示した．透過ス

フォトニック結晶の模式図を示す．試料として，厚ペクトルの計算には入射波として一様な導波路の最

み dの誘電体薄膜に円柱空洞を六方格子状に配列

低次の TE（Tr）モードを仮定し，
ans
ve
r
s
eEl
ec
t
r
i
c

したものを想定し，格子定数を a，円柱の半径を rと

空洞円柱 10層について行った．図の左側で，黒丸は記した．x
y面を薄膜誘電体の中心にとると，想定した試料は xy面，xz面，および，yz面について鏡映xz面について反対称なモード（σ＝−1），白丸は対称なモード（σ＝1）である．また，空気中の光の分対称性をもつ．このような試料は最近盛んに研究さ

散関係を一点鎖線で示した．この直線よりも高周波図２ スラブ型フォトニック結晶の光の分散関係（左）と透過率（右）．図の縦軸は格子定数 aと光速 cで規格化した光の周波数．図の横軸（左）は最近接格子点方向の光の波数．黒丸は反対称モード（σ＝−1），白丸は対称モード（σ＝1）を表す．

図３ 固有モードのＱ値．黒丸は反対称モード，白丸は対称
モードを表す．この図で，例えば 2ndと記した黒丸は周波数が２番目に低い反対称モードを表す．

2π/ 3a）について行った．K 点
Γ点から M 点（0,と M 点の近くでＱ値が無限大になるのは，フォト数側に位置する固有モードは回折損を生じることがニック結晶の分散曲線が空気の分散曲線の下側に知られている．入射波として仮定した最低次の TEモードが反対称（σ＝−1）なので，対称モードは光あって回折が生じないためである．この図の特筆す

透過に寄与しない．このため，ωa/2πc＝0
.26
〜0
.32

る．群論による解析から，対称性の不整合のためにの領域にはモードが存在するにも関わらず，透過率
は 大 変 小 さ な 値 に なって い る．他 方，ωa/
2πc＝

フォトニック結晶の固有モードと空気中の電磁場の結合係数がゼロになり，回折が生じないことが分

0.
38〜0.
41の領域には反対称モードが存在するのかった．また，Γ−K 方向の第３反対称モードが大きで入射波はフォトニック結晶中に侵入するが，回折な Ｑ 値 を も つ こ と も 判 る．以 上 が，ωa/2πc＝

によって大半の光が平板面に垂直な方向へ逃げてし

0.
43
〜0
.46の周波数領域で透過率が大きな値を示まうので，透過率が小さくなっている．これに対しす原因である．

べき特徴は，Γ点上のＱ値が無限大となることであて，ωa/2πc＝0.43〜0.46の領域で透過率が大きな値をもつのは，回折損が小さいためと推定できる．

フォトニック結晶の光学特性に大きく影響すること

これを確認するために固有モードのＱ値を調べた．

が明らかになった．このため，例えば，低透過率領固有モードの電磁エネルギーU の時間減衰から域は必ずしもフォトニックバンドギャップの存在を意味しない．したがって，実験データの解釈には注次式に従ってＱ値を算出した．
)＝U(
0)e
U(t
xp −

ωt
Q

⑴

図３に結果を示す．計算は Γ点から K 点，および，［参［1］ K.
Sakoda,Opt
i
c
a
lPr
op
e
r
t
i
e
so
fPho
t
o
ni
cCr
y
s
t
al
s(
Spr
i
nge
rVer
l
ag,Be
r
l
i
n) 印刷中．
［2］ K.Sakoda,Opt
.Re
v.6
,38
1(
19
9
9
)
.
［3］ 井上久遠，河合紀子，電子科学研究 7
，47
（19
9
9）
．
［4］ E.Chow e
tal
.
,Nat
ur
e4
0
7,9
83(
2
00
0
)
.
［5］ O.Pai
nt
e
retal
.
,Sc
i
e
nc
e2
8
4,1
81
9(
19
9
9)
.

本研究の解析から，固有モードの寿命がスラブ型意が必要である．今後は，スラブ型フォトニック結晶のレーザー発振閾値や非線形光学特性を解析する予定である．

文献］［6］ A. Taf
l
ove
, Co
mp
ut
at
i
o
na
l El
e
c
t
r
o
dy
nami
c
s
(
Ar
t
e
chHous
e
,Bos
t
on,1
99
5
)
.
［7］ T.Ochi
aiandK.Sakoda,Phys.Rev.B,印刷中．

新しい生体適合性材料の分子設計と人工臓器への応用
分子認識素子研究分野

田中

賢

（2
（PMEA）表面は血小板粘着をはじめ各種生体適合性マーカーに対
Pol
y
met
hoxyet
hyl
acr
yl
at
e）
し，活性化が低く，優れた生体適合性を発現した．PMEA 表面はタンパク質の吸着が少なく，また吸着タンパク質は PHEMA に比べ変性が少ないことが分かった．また，PMEA 表面はタンパク質が吸着しにくく脱離しやすく，タンパク質との相互作用が弱い表面であることが分かった．PMEA 中の水の構造を DSCで調べたところ，水の Col
dcr
ys
t
al
l
i
z
at
i
onに特徴が見られ，これが生体適合性発現のキーポイントとなると推察した．

１

はじめに

４℃，一昼夜固定した．電子顕微鏡で写真撮影し，５視野の血小板数の合計を粘着血小板数とした．

材料表面に簡便に生体適合性を付与する技術は，人工臓器や医療器の開発に有用である．
材料が血液と接触すると，直ちに血液中に存在す
る水やタンパク質が材料表面に吸着する．この吸着状態により材料の生体適合性が大きく左右される［1，2］．特に血液と直接接触する吸着層は，材料と細胞系との相互作用を規定する最も重要な要因となるため，この情報を正確に把握することが重要である．本研究ではタンパク質の吸着量，吸着構造，吸着の動力学解析，血小板粘着をはじめとした各種血液適合性マーカーに対する評価，さらにポリマー中の水の構造と血液適合性との関係を議論した．

２

実験

Fi
g.
1 Che
mi
c
als
t
r
uct
ur
e
sofpol
y(
me
t
h)acr
yl
at
es

タンパク質吸着実験は，ヒト血漿溶液 15mlにポリマーコーティング試料を浸漬し，37℃で２時間，
ローテーターを用いて攪拌した．次いで，この試料検討した各種ポリ（メタ）アクリレートはラジカを静かに PBSに浸漬し，５分間攪拌してリンスをル重合により合成した．構造式を図１に示す．in0cm の評価vitroでの血液適合性評価は，表面積 12

４ 回 行った．SDSPAGE Sampl
e Buf
f
er中 で

用回路を用いて，heparin2
U/ml添加人新鮮血を流
速3
.5ml
/mi
70μm，シェア レートn，ス ペーサー2
16
0/s
で
6
0
分間流した．血液循環後の血小板系
ec

タンパク質溶液として，生理濃度の 4.4g/dlに調整（β‑TG），白血球系（Lactβthrombogl
obul
i
n
of
er
r
i
n），補 体 系 terminal compl
ement compl
exを浸漬し，37℃にて各タンパク質を 60分間吸着させ（TCC），および凝固系 t
hr
ombi
n ant
i
t
hr
ombi
nI
I
I

25
0nm の範囲で CD測定を行った．岡畑らの水晶振（TAT）各マーカーを測定し，血液循環前
complexの値に対する比を求めた．また，血小板数を１×10

動子（QCM）による手法を改良し，タンパク質吸着

/
ce
l
l
s
μlに調製した 0.2mlの血液をサンプル上に静かに滴下した．室温で 30分放置後，PBSで２回リ定数（k ），結合定数（Ka）を求めた［3］．PMEAンスし，グルタルアルデヒドの１％PBS溶液中で昇温速度 2.5℃/miで−100℃か ら 50℃ま で 行っn.

10
0℃，15分煮沸することでタンパク質を抽出した．
したアルブミン，0.
3g/dlに調整したフィブリノー
ゲン溶液 30mlにポリマーコーティング済み石英板た．所定のリンスを行った後，N 雰囲気下，195−の動力学解析を行い，吸着速度定数（k），脱離速度中の水の構造は，示差走査熱量計（DSC）を用いて，

た．

３

結果と

察

i
nvi
t
r
o血液適合性評価の結果，補体活性の指標として補体活性化最 終 産 物 で 細 胞 障 害 性 を 持 つTCCを調べたところ，PMEA は補体活性化が少なことが示された．凝固系活性化に伴って形成されるTAT，血小板活性化に伴って顆粒より放出される
β‑Tg，白血球の活性化の指標である Lac
t
of
er
r
i
nを
調べたところ，いずれも PMEA は検討ポリマー群の中で最小値を示したことから，生体側からの異物Fig.
2 Numbe
rofpl
at
el
e
t
sadhe
r
e
dt
ot
hes
ur
f
ac
eofpol
y
(
me
t
h)ac
r
yl
at
e
s
. ( P＜0.
01 vsPMEA,Me
an±
s
t
andar
dde
vi
at
i
on,n＝5)

認識が少ない血液適合性に優れる材料であると言える．また，血小板粘着試験の結果，PMEA 表面は，血小板粘着がほとんど観察されず（図２），さらに，も同様の傾向を示した．PMEA と PHEMA では，
血漿タンパク質の吸着量はほぼ同レベルであるが，形態変化もほとんど伴っていないことから，血小板吸着タンパク質のコンフォメーションが異なるたの活性化も軽微であることがわかった［4］．

め，血小板粘着に差が現れたとえられる［5］．

マーと の 比 較 実 験 の 結 果，他 の PMEA 類 似 ポ リ

PMEA 表面とアルブミンおよびフィブリノーゲ
ンとの Kaは PHEMA のそれに比べ小さいことがわかった．また，PMEA 表面は k の値が大きかっ

マーがタンパク質の吸着量が 0.
4〜0.
8μg/c
m で

た．つまり，PMEA 表面に吸着したタンパク質は，あるのに対し，PMEA と PHEMA は 0.
26μg/
cmと少ないことが分かった．さらに，CDによるポリPHEMA 表面に吸着したタンパク質に比べ，脱離しやすいと言える．ここで，PMEA 表面に吸着したタマー表面に吸着したアルブミンのコンフォメーショ

ンパク質は変性が少ないという CDの結果を

ン変化の測定結果より，PMEA 表面に吸着したタン
パク質は，PHEMA などと比較して変性が少なかっ

ると，PMEA 表面に吸着したタンパク質が脱離しやすいのは，吸着タンパク質の変性が小さいからとた．また，血小板粘着に関与する接着活性部位（RGD
ペプチド配列）を有するフィブリノーゲンについてえられる．以上の結果を図３に模式的に示した．

タンパク質吸着の観点からの PMEA 類似ポリ

慮す

Fi
g.
3 Schemat
i
cr
epr
e
sent
at
i
onoft
heass
ume
dads
or
pt
i
ons
t
at
eofpr
ot
e
i
nandplateletadhe
s
i
ont
oands
pr
e
adi
ngbe
havi
or
.
PMEA(
A)andPHEMA(
B)

以上をまとめると，PMEA 表面はタンパク質が吸着しにくく脱離しやすく，かつ変性が少ない，タンている物質（PEG，多糖，ゼラチン）にしか観測さパク質との相互作用が弱い表面であると言える．しなるとれていないことから，適合性発現のキーポイントとえられる．

たがって，このことが PMEA が優れた生体適合性を示す理由とえられる．

「なぜ，PMEA 表面に対しタンパク質は，脱離しやすい状態で吸着し，変性が少ないのか？」の理由として，PMEA の水の構造が えられたので，DSCでそ れ を 調 べ た ． 昇 温 過 程 で の 水 の Col
dcr
ys
t
al
l
i
zat
i
onによる大きなピークが，含水量や分

４

おわりに

新規に開発した PMEA は高い粘着性を有し，水に不溶性のポリマーであるため，従来の水溶性のPEGや生体由来物質であるヘパリンのように固定化が不要であるため，医療機器の表面改質剤として子量に依存せず安定して観測されることが特徴であ有望であるとることが分かった［6
］．Col
dcr
ys
t
al
l
i
zat
i
onとして

ジが小さい，イナートな表面であるため，再生医療観測される水は，ポリマー鎖に弱く束縛された不凍に必要不可欠であるマトリックスのツールとして応水と自由水の間の水分画であり，生体適合性が優れ用展開が期待できる．

［参［1］ B.
D.Rat
ne
r
,T.
A.Hor
be
t
t
,A.
S.Hof
f
man,S.
D.
Haus
chka.J.Bi
o
me
d.Ma
t
e
r.Re
s
,9,4
0
7
4
15
,
1
9
75
.
［2］ T.Ts
urut
a.Cont
e
mpor
ar
yt
opi
c
si
npol
yme
r
i
c
mat
er
i
al
sf
or bi
omedi
cal appl
i
c
at
i
ons
.Adv.
Po
l
y
m.Sc
i
,1
2
6,1
5
1,19
9
6
.
［3］ Y.Ebar
aandY.Okahata,J.Am.Che
m.So
c,
1
1
6,1
12
0
91
12
1
4,1
99
4
.
［4］ M.Tanaka,T.Mot
omura,M.Kawada,T.
Anzai,Y.Kasori,T.Shiroya,K.Shi
mur
a,M.

えられる．
また，生体成分へのダメー

文献］
Oni
s
hi
,A.Moc
hi
zuki
,Bi
o
ma
t
e
r
i
a
l
s,2
1
,1
47
1
14
8
1,2
00
0
.
［5］ M.Tanaka,T.Mot
omura,M.Kawada,T.
Anz
ai,Y.Kasori,T.Shiroya,K.Shi
mur
a,M.
Oni
s
hi
,A.Mochizuki,Y.Okahat
a,J
p
n.
J
.
Ar
t
.
Or
g,2
9
,2
0
92
16
,2
0
0
0.
［6］ M.Tanaka,T.Mot
omur
a,N.I
s
hi
i
,K.Shi
mur
a,
M.Oni
s
hi
,A.Mochizuki,T.Hatakeyama,Po
l
y
me
rI
nt
e
r
na
t
i
o
nal
,4
9,1
70
9
1
71
3
,2
0
00
.

アストロサイトの NaK2Cl共輸送体活性化による高カリウム時の脳スライスにおける内因性光学シグナル
超分子分光研究分野

野村保友

脳スライスにおける内因性光学シグナルは細胞の体積変化を反映する．細胞外カリウム濃度の増加に伴う内因性シグナルから細胞の体積調節機構を検討した．等張の条件で 4.5mM から 10mM へカ
リウム濃度を 4
5分間増加させると，可逆的に透過光量は増加した．この変化は TTX，AP5および処理によって興奮を抑制した条件下でも観察された．
一方
共輸送体の特異的な阻害
NBQX
NaK2Cl剤の bumetanideはシグナルを半減させた．特にこの抑制は錐体細胞層よりもアストロサイトが豊富
なr
adi
at
um s
t
r
at
um で顕著であった．また NaK2
Cl共輸送体のアイソフォームの一つである
NKCC１を認識するモノクローナル抗体によって免疫染色し細胞レベルでの分布を検討した．NKCC
１はニューロンよりも少ないが，アストロサイトでも発現していることが確認された．二光子共焦点
顕微鏡を用いてカルセインで染色した細胞を観察すると，高カリウムに対して樹状突起は影響されなかったが，アストロサイトのプロセスの直径は 1.2倍に増加した．これらの結果から高カリウムによる内因性シグナルには NKCC１の活性化を介したアストロサイトの膨潤が寄与していると えられ
た．

１

はじめに

２

神経活動に伴い細胞外カリウム濃度は変動し，そ実験

2.
1 内因性光学シグナルの範囲は通常〜３mM から激しい興奮時には〜13

光学フィルターなしのタングステンランプを光源．従来過剰なカリウムはアストロ
mM に達する［1］サイトが取り込み，浸透圧により水が細胞内に移行とした倒立顕微鏡で脳スライスの透過像を観察し，CCDカメラで記録した画像を解析した．３週齢ウイし細胞は膨潤するとえられてきた．多くの研究者

スターラット（オス）から厚さ 400ミクロンの脳スが培養アストロサイ ト で は 高 カ リ ウ ム 条 件 下 でライスを作製した．95％酸素＋５％二酸化炭素混合

NaK2Cl共輸送体の活性化に伴って，カリウムが取り込まれ，膨潤することを指摘した［2］．一方脳ガ ス で 飽 和 さ せ た 人 工 脳 脊 髄 液（120NaCl，2
6

スライスにおいてはニューロンにだけ NaK2Cl共，1.
5KH PO ，1.4MgSO ，２
NaHCO ，３KCl
，1
0
CaCl
Gl
ci
nmM）中でスライスを維持した．

輸送体が発現していると最近報告された［3］．本研

高 カ リ ウ ム 人 工 脳 脊 髄 液 は 114.5NaCl，26

究の目的は高カリウム条件下で観察される脳スライ
スの膨潤が NaK2
Cl共輸送体の活性化によるもの
なのか，膨潤に寄与するのがニューロンなのかアス

.5KCl
，1.
5KH PO ，1.4MgSO ，２
NaHCO ，80Gl
CaCl，1ci
nmM を含む．さらに活動電位とシナプス伝達を抑制するために 1.2mM TTX，100

トロサイトなのかを明らかにすることである．脳ス，20mM NBQX を加えた．
mM AP5ライスにおける内因性光学シグナルは細胞レベルの膨潤収縮を検出するために適した方法である［4，5］．

2.
2 免疫染色内因性光学シグナルにおける各種阻害剤の効果，免常法に従ってホルムアルデヒドで固定した脳から疫染色及び２光子共焦点顕微鏡の結果から，アスト

50ミクロンの切片を調製した．免疫抗体で二重染色

ロサイトの NaK2
Cl共輸送体活性化が高カリウム

した．一次抗体は NaK2Cl共輸送体アイソフォー

条件下での脳スライスの膨潤に寄与していることがム１（NKCC１）に対するモノクローナル抗体を明らかになった．

1：1
000，アストロサイトのマーカータンパクとして

図１ 高カリウム（10mM）で観察される脳スライスの内因性光学シグナル．Bume（BMT）は Na共輸送体の特異
t
ani
de
K2Cl
的阻害剤．

図２

内因性光学シグナルに及ぼす bumet
anai
deの効果（５スライス）00，ニューロンのマー
GFAPのウサギ抗体を 1：20
カータンパクとしてグルタメートレセプターサブユ
ニット１のウサギ抗体を 1：1000の希釈で用いた．

気生理学的にニューロンとアストロサイトを区別

二次抗体は Cy３ラベルしたドンキー抗ウサギ抗体

リウム潅流した時点で再度同一細胞の三次元蛍光像

および Cy２ラベルしたドンキー抗マウス抗体をどを得た．付属のソフトウエアで三次元蛍光像の強度

ちらも 1：1000の希釈で用いた．

プロファイルを解析した．

2.
3 二光子共焦点顕微鏡
二光子共焦点顕微鏡（ツアイス LSM 510）を用いた．TTX，AP5，NBQX を含まない人工脳脊髄液中でスライスパッチを行い，活動電位の有無から電し，電気泳動的にカルセインで 3
0分間染色した．染
色後，単一細胞の三次元蛍光像を得て，15分間高カ

３

結果と

察

典型的な高カリウムによる内因性光学シグナルを図１に示した．大脳皮質の内側にある海馬は特徴的

図３

脳切片における Na共輸送体の分布．バーは 20ミクロンを示している．
K2Cl

過光量が不

一に増加する．このスライスに NaK-

2Cl共輸送体の特異的阻害剤 bumet
anideを与えると，カリウム濃度を増加させたときのシグナルは小さくなる．図２は内因性光学シグナルの経時変化を示している．45分間カリウム濃度を増加させると透過光量の増加が内因性光学シグナルとして観察される．トランスポーターの阻害剤は全体のシグナルを半減させ，領域別に異なる応答を示す．アストロサ
イトが少ない領域（Pyr）ではトランスポーターの寄与が少なく，アストロサイトの多い領域（Rad）ではトランスポーターが強く寄与した．したがってこの領域の内因性光学シグナルにはアストロサイトのト
図４ 単離アストロサイトにおける NaK2Cl共輸送体の発現．バーは５ミクロンを示している．

ランスポーターが寄与していることが示唆された．
実際にトランスポーターの分布を免疫染色で調べな層構造をもち，大きく CA１，CA２，CA３，DG

た．NKCC１はさまざまな細胞で発現しているが，
NKCC２は腎臓だけに発現している．図３に示すよ分けられる．CA１領域には特徴的な細胞構築があうにどの領域でもアストロサイトのマーカータンパ

り，錐体細胞層（Pyr）には CA１ニューロンの細胞

クの GFAPとトランスポーターの分布は一致せず，体が局在し，アストロサイトが比較的少ない．

むしろニューロンのマーカータンパクのグルタメー

一方 Radi
at
um s
t
r
at
um 層（Rad）は樹状突起とトレセプターの分布と一致していた．したがって内

アストロサイトが豊富な領域である．通常のカリウ

因性光学シグナルではアストロサイトのトランス

ム濃度で潅流すると透過光量がどの領域でも変化せポーターが機能しているという結果であったが，組ず，経時的に差画像を計算すると一様な画像になる．

織での発現を見ると，むしろニューロンにこのトラカリウム濃度を 4.5mM から 10mM に上げると透ンスポーターは多く発現していた．次にニューロン

図５

図６

NaKポンプの阻害剤 ouabain（１mM）の効果

ニューロンとアストロサイトの形態に及ぼす高カリウムの影響の強いシグナルが弱いアストロサイトのシグナルをマスクしていると えて，アストロサイトのアストロサイトだけを単離した（図４）．GFAPポジティブのアストロサイトは弱いながらもトランスポーターの免疫活性を持っていた．したがってニューロンよりも低いレベルで発現しているアストロサイトのト
ランスポーターが内因性シグナルの 50
％に寄与し
ていると

えられた．

NaK ポンプの寄与を調べた（図５）．その阻害剤
ouabainは内因性光学シグナルを半分に抑制したことから，内因性光学シグナルにおける NaK2
Cl共図７高カリウム前後の樹状突起とプロセスの直径

輸送体以外の残り半分に NaK ポンプが寄与しているとえられた．阻害剤をまとめて与えると内因性光学シグナルは 80％ほど抑制された．

と NaK ポンプによって膨潤するが，ニューロン特にデンドライトは膨潤しなかった．細胞型特異的な二光子共焦点顕微鏡で脳切片の中の個々のニュー膨潤は，ニューロンにだけ発現している KCl共輸

ロンとアストロサイトを観察した（図６）．ニューロ

送体［6，7］
によって説明できる．このトランスポー

ンの樹状突起の部分を拡大してその直径を評価し

ターは細胞外に KClを輸送するのでカリウムがた

た．カリウム濃度を増加させる前後で変化はなかっ

まらず，膨潤しない可能性がある．さらに樹状突起た．一方アストロサイトのプロセスの直径は増加しは細胞体に比べて頑丈な細胞骨格［8］をもつためにた（図７）．カリウム濃度の増加によりアストロサイ

膨潤しにくいかもしれない．

トは低いレベルで発現している NaK2Cl共輸送体［参［1］ W.Wal
z
,Ne
ur
oc
he
m.I
nt
.
,36
,29
1(
2
00
0
)
.
［2］ W.Wal
z
,Ne
ur
os
c
i
.Le
t
t
.
,13
5
,2
4
3(
1
9
92
)
.
［3］ M.
D.Pl
ot
ki
n,M.
R.Kapl
an,L.
N.Pe
t
e
r
s
on,S.
R.
Gul
l
an,S.
C.He
be
r
t
,E.De
l
pi
r
e
,Am.J
.Phys
i
ol
.
,
2
7
2,C1
73(
1
9
97
)
.
［4］ B.
A.Mac
Vi
c
ar
,D.Hochman,J.Ne
ur
os
c
i
.
,11
,
1
4
58(
1
9
91
)
.
［5］ R.
D.Andr
e
w,B.
A.Mac
Vi
c
ar
,Neur
os
c
i
e
nc
e,62
,
3
7
1(
1
9
9
4)
.

文献］
［6］ C.
M.Gillen,B.Forbus
h,Am.J.Phys
i
ol
.
,2
7
6,
C32
8(
19
9
9
)
.
［7］ C.Ri
ve
r
a,J
.Voi
pi
o,J
.
A.Payne,E.Ruusuvuor
i,
H.Lahtinen,K.Lams
a,U.Pir
vola,M.Saar
ma,
K.Kai
l
a,Nat
ur
e,3
97
,2
5
1(
19
9
9)
.
［8］ P.
G.Ai
t
ke
n,A.
J
.Bor
gdor
f
f
,A.
J.
A.Jut
a,D.
P.
Ki
e
har
t
,G.
G.Somjen,W.
J.Wadman,Pf
l
uge
r
s
Ar
c
h.
,4
3
6,99
1(
1
99
8
)
.

粘菌に細胞インテリジェンスを探る
細胞機能素子研究分野

上田

哲男，中垣

俊之，山田

裕康

巨大アメーバ細胞である粘菌変形体にみられる形状とサイズ変化を細胞情報学的見地から探る．粘菌は迷路問題を解くほどにインテリジェントである．また，多核の巨大細胞は温度・光などの環境刺激によって，独立した多数の微小変形体へ分離する．この新しい形態形成の１つの光受容体は，フィトクロームである．

１

粘菌の不思議ト状に広がり，後方へ行くにつれて発達した管がネットワークを形成する．管の中では，ゾル状の原生物は，それぞれ固有の形状と大きさを持ってい形質が激しく往復流動をしている．一方，餌を格子る．このような日常的な経験に基づいて，われわれ状に蒔いておくと，変形体は餌を覆い尽くしそれぞは，通常眼にする犬や猫，あるいは杉や松を識別でれの間にパイプが形成される．このような細胞形状きている．ところが生物の中には，原生生物のアメー
バのように，定まった形状をとらないものもいる．

の変化は，何を意味するのだろう？ 前者の場合，ある一定量の原形質が餌を求め有効に動き回るのに

これは，形状に関する情報を持っていないからなの最も適した形状ではないだろうか？

だろうか？

後者の場合，

さらにアメーバは，単に形が定まらな

ある一定量の原形質が栄養をより有効に取り込むた

いというよりは，むしろその名前（＝変化）が意味

めにより多くの餌に接触しかつ細胞内の連絡（個体するように，絶え間なく形状を変化させる点にも特の一体性の維持に必要）をより有効にするような原徴がある．このダイナミックスにはどんな意味があ

形質の空間分布の最適解ではないだろうか？ このるのだろう？

ように

もっと不思議な生物がいる．真正粘えると，定まった形を持たないということ

菌の変形体は，アメーバ様細胞であるが，形状のみ

は，形をつくる情報を持たないのではなく，むしろならずサイズすらも定まらない生物である．時に，数メートル以上もの巨大な原形質塊に成長する．そ自らの形状の決定に際し環境情報をも取り込んでいることになる．すなわち粘菌は，状況を読み，計算

れでいて，いわば裸のままのこの原形質塊は，生物をし，解を形状として表現している．

個体として必要な能力を備えている．光，温度，化学物質といった環境（変動）を刺激として受容し，その形状とサイズをダイナミックに変えながら適切

３

粘菌による迷路の解法［1］に応答するからである．このような環境情報を受容

粘菌変形体を迷路の中に置くと，全体にほぼ一様し，判断し，適切に応答するという能力は，高等動に広がる．出口と入り口に餌を置く．途中迷路は，物の脳における高次情報処理機能に他ならない．粘行き詰まりになっていたり，迂回路や近道があった

菌の細胞内には物質代謝反応しかないから，粘菌の〝脳的機能"
は，代謝化学反応により実現されているりする．最初，行き止まりの部分から粘菌はいなくなり，出口と入り口を結ぶ経路に太い管が形成されことになる．われわれは化学物質系あるいは材料にる．次に，遠回りの管が消えて，最終的に最短コー

インテリジェンスという高次情報機能をもたせるよ

スを結ぶ経路に太い管が形成される．このようにしうな設計原理を粘菌に学びたい．

て，粘菌は迷路問題を解く．

２

４

環境条件で粘菌変形体の形状は大きく変わる．寒変 形 体 の フ ラ グ メ ン テーショ
ン：サイズの自己制御［2］天ゲル上を這い回るとき，原形質は進行前部でシー

通常の細胞では，核分裂が起こると細胞質分裂がアメーバ細胞の形状と〝計算"不可分に引き続いて起こる．このため，細胞の大きう？

多核体内では核間に相互作用があって，あるさは約 10μm に保たれる．ところが，変形体では，大きさの安定な集団形成をしているからだろうか？

核分裂が起こるが細胞質分裂が起こらない．そこで連続した原形質はどのような仕組みで，自ら仕切り

変形体は多核の細胞体として，好ましい条件下にを入れているのだろう？

あっては際限なく，時に数メートルを越えるほどに違うのだろう？

通常の細胞質分裂とどう大きくなる．一体何が，細胞の大きさを決めているのだろう？

粘菌は，サイズのコントロール機構を失ってしまったのだろうか？

変形体を急に低温下

５光受容分子を求めて［3］に置く，あるいは光を全体に照射する．刺激後，長時間にわたり，細胞形状の変化を観察した．しばら

光受容分子の吸収スペクトルを，生物学的応答から求めることができる．光刺激に対する生物学的応く一見何事もなかったかのように推移する．ところ

答を，各波長毎に光強度の関数として測定する．こが，刺激約４時間後になると，原形質流動は停止し，の光強度−応答曲線において，一定の応答を引き起変形体の表面は皺々になる．次いで５時間目には，こす光強度の逆数を求め，波長に対してプロットす

大きさのそろった球状の微小な変形体に分かれてしると，作用スペクトルが得られる．これは，原理的まう．しばらくこの状態が続くが，13時間目あたりに光受容分子の吸収スペクトルと一致する．粘菌のになると再び融合をはじめ，14時間後には再び１つ

フラグメンテーション，胞子形成あるいは光行動にの変形体にもどる．このように変形体のフラグメン

対する作用スペクトルを決定した．210nm−850nm

ト化は過渡的である．またそれぞれのフラグメントの大きさは，核数にして８±２個というように，サという紫外から近赤外領域の範囲で，UVC（26
0
）
，
（3
5
0
）
，
青色光
（4
6
0
）
，
近赤外
（7
5
0
nm UVAnm
nm

イズがほぼそろっている．また，フラグメント化は，シクロヘキシミドやアクチノマイシンＤで阻害されnm）に４つのピークが認められる．温度変化や栄養状態によって，ピークの大きさが異なるので，それるので，新たな遺伝子発現やタンパク合成が関与しぞれ異なる分子であること，すなわち粘菌は４つのていることがわかる．温度依存性をみると，フラグ独立した光情報システムをもつ．赤色光Ｒは，近赤

メンテーションはある臨界温度（15℃）以下で急に

外光 FRの効果を阻害する．赤色光は誘引刺激であ起こる．粘菌を強く押さえて変形させた状態でフラり，近赤外光は忌避刺激であるというように，行動

グメント化を起こさせると，ある圧迫までは同じ大レベルでも逆の効果がある．また胞子形成では，Ｒ・きさであるが，これ以下で急に半分の大きさになる．
また好気的条件下でフラグメント化を行うと，サイ

FR・Ｒ・FR…などと交互に光照射したとき，最後に与えた刺激で応答が決まる．またＲと FR照射によズ分布は，約４個と約８個のところにピークがあらり，光可逆的な吸光度変化がある．以上のことから，われた．この場合もフラグメントのサイズは，核数光可逆的な光受容分子であるフィトクロームが粘菌が４，８個で安定である．このようにサイズは２つにも存在することが推測される．実際，赤色光照射の安定性を示す．

後，遠赤外光照射後の差吸収スペクトルを取ると，いま，１核の変形体が大きくなっていく時には，

75
0nm お よ び 68
0nm に ピーク を 示 す こ と が わ

核の数は，２，４，８…．と倍々に増える．フラグ

かった．光受容分子としてのフィトクローム，情報

メント化のように小さくなっていく場合は丁度逆のの統合としての光認識，この間の道程はどうなってような結果である．この事実は何を意味するのだろいるのだろう？

［参［1］ Nakagaki,T.
,Yamada,H.
,andTot
h,A.(
20
0
0
)
Nat
ur
e4
0
7
,4
70
.
［2］ Kakiuchi,Y.
,andUeda,T.(
1
9
9
9)Pr
ot
opl
as
ma
‑
2
0
6,1
31
13
6
.

文献］
［3］ Kakiuchi,Y.
,Takahas
hi
,T.
,Mur
akami
,A.
,and
Ueda,T.(2000)Photoc
hem.Photobiol.To be
publ
i
s
he
d.

希土類イオン含有ガラス粉末ランダム媒質におけるアップコンバージョンレーザー発振
光システム計測研究分野

藤原英樹

高濃度の散乱体と発光物質から形成されるランダム媒質に励起光を照射すると，多重散乱の効果から媒質内部の微小領域に発光が閉じ込められ，レーザー発振等の非線形現象が誘起される．本稿では，
希土類ガラス粉末を用いたランダム媒質を作製し，そのランダム媒質内における発光ダイナミクスを観測した結果について紹介する．

１

はじめに

光 と し て Ｑ ス イッチ Nd ：YAGレーザー（1064微小領域に光を閉じ込める微小共振器の研究は，

00kHz
，7
0ns
）を試料に集光し，分光検出器
nm，3によってランダム媒質からの発光強度の測定を行っ共振器内の原子・分子の発光過程や光反応ダイナミた．また，試料をピエゾステージ上に固定し，ピンクスを制御する手法として注目を集めており，現在でも様々な種類の共振器を用いた研究が行われていホール（試料上で直径 500nm）と光電子増倍管を用いて発光強度分布の測定も行っている（図１）．

る［1，2］．これらの研究では，高い光閉じ込め効率が必要となるため，共振器内の散乱の影響を押さえる方向で研究が行われている．一方，高濃度の散乱体を含むランダム媒質においても光の多重散乱現象
によって光閉じ込めを起こすことが比較的古くから指摘されており［3］，1994年の Lawandyらによる
ランダム媒質におけるレーザー発振の報告を皮切りにランダム媒質を用いた光デバイス等への応用が盛んに研究されるようになってきた［4，5］．本稿では，我々が新たに作製した希土類イオン含有ガラス粉末
ランダム媒質について述べ，このランダム媒質を用いたレーザー発振に関する最近の実験結果について
紹介する．

２

実験

本研究では近赤外光の３光子励起により赤外・可視域にアップコンバージョン発光が得られるツリウ
ム イ オ ン（ Tm ）含 有 フッ化 ジ ル コ ニ ウ ム（ZBLAN）ガラスを用いている［6］．濃度 1mol％

図１ 実験装置

３

結果と察のガラス板（屈折率〜1.5）を粒径 1μm 以下の粉末

図２⒜に波長 80
0nm における励起光強度依存性に粉砕し，これに散乱体として酸化チタン微粒子（粒の結果を示す．図中の●はランダム媒質からの発光

径〜250nm，屈折率〜2.6）を混ぜ，エタノール溶液

強度を示し，比較として砕く前の Tm 含有ガラス中に分散させた．この上澄み溶液をカバーガラス上

板からの発光強度を■で示している．また，図中のに数滴滴下し，室温大気下で乾燥させて厚さ 100

数字は対数プロットの傾きを示している．図から明μm 程度の白色フィルム状の試料を作製した．励起

らかなようにランダム媒質では励起光強度 0
.8W

図２

ランダム媒質（●，▲），ガラス板（■）の励起光強度依存性
観測波長⒜ 800nm，⒝ 480nm

付近にしきい値が確認できるが，ガラス板ではしきい値は観測されず，発光強度の飽和のみが観測されポット間の大小関係が逆転している様子が分かる．
この様な挙動は多光子励起過程だけでは説明できなている．また，励起光強度が低い所ではランダム媒

いことから，ランダム媒質の光閉じ込め効果に起因

質，ガラス板からの発光とも３次の傾きを示していしたレーザー発振が誘起されているとえられる．

ることから３光子励起によるアップコンバージョン
発光であることが分かる．また，図中の▲は同じランダム媒質の異なる場所を測定した場合である．▲

４

おわりに

ではしきい値が現れていないことから，ランダム媒以上の結果から，作製したランダム媒質において質の光閉じ込めの状態は場所毎に異なっているもの

レーザー発振が誘起されていることが確認された．

と えられる．さらに図２⒜の●と同じ場所において波長 480nm 付近の励起光強度依存性を同様に測

今後は，このランダム媒質の特性評価を行い，光閉
じ込め機構について明らかにした後，光局在特性を定すると，やはりしきい値（〜2.
0W ）が現れている

積極的に制御しながらランダム媒質内における発光のが分かる（図２⒝●）．このような現象はランダム過程制御や光デバイス等への応用に向けた研究を展媒質による光閉じ込め効果に起因しているものと開していきたいと えている．

えられるので，ランダム媒質の発光強度の空間分布測定を行い，局在化の様子を観測した．図３⒜〜⒞に結果を示す．各図とも同じ場所を走査し，励起光強度以外の条件は同じである．図の中心付近に現れる発光スポットに注目すると，励起光強度の変化に対して，発光強度の局所的な増大と発光スポットの先鋭化が観測できる．このような発光スポットの非線形な変化の原因としてまずえられるのが希土類イオンの多光子過程の影響である．この場合には励起光強度の増大に伴って試料全体の発光強度が増加
するとえられ，各発光スポット間の強度の大小関係は変化しないものと思われる．しかし，図中の中心付近と右上の発光スポットの励起光強度に対する挙動を比べると，励起光強度の増加に伴って発光ス

図３ ランダム媒質の発光強度分布
励起光強度⒜ 0
.
5
，⒝ 2
.
0
，⒞ 5.
0W

［参
［1］ H.Yokoyama,M.Suz
uki,andY.Nambu,Appl.
PhysLet
t
.5
8
,2
5
98(
1
9
91
)
.
［2］ H.Fuj
i
wara,K.Sasaki,andH.Mas
uhar
a,J
.
Appl
.Phys
.8
5,2
05
2(
19
9
9
)
.
［3］ S.J
ohn,Phys
.Re
v.Let
t
.5
3
,1
4
92(
1
98
4
)
.
［4］ N.M.Lawandy,R.M.Balac
handr
an,A.S.L.

文献］
Gomes
,andE.Sauvai
n,Nat
ur
e36
8
,4
3
6(
1
9
9
4)
.
［5］ H.Cao,J.Y.Xu,D.Z.Zhang,S.
H.Chang,S.T.
Ho,E.W.Seeling,X.Liu,andR.P.H.Chang,
Phys
.Re
v.Le
t
t
.8
4
,5
5
8
4(
2
0
00
)
.
［6］ H.Fuj
iwar
aandK.Sas
aki,J.Appl
.Phys
.8
6,
23
8
5(
1
9
9
9)
.

血管内皮上における流れおよびLDL輸送に関する計算力学的研究
自律調節研究分野

和田

成生，狩野

猛

内皮細胞が千鳥格子状に配列しているような血管内皮表面を え，それに沿って流れる血液から血管壁への低密度リポ蛋白（LDL）の輸送をコンピュータ・シミュレーションにより解析した．その結果，細胞と細胞の接合部で水分が透過することにより LDLの濃縮現象が起こり，内皮細胞単層の凸凹により流れが乱れていたり，細胞単層における水透過性が不 一になっているにもかかわらず，血管内皮表面上で LDLの濃度が有意に上昇することがわかった．

１

はじめに

血管の内腔面は一層の内皮細胞で覆われており，
その内皮細胞単層は，僅かながら水分などの血漿成分を透過するが，動脈硬化の発症・進展に深く関与する低密度リポタンパク質（LDL）のような巨大分
子をほとんど透過しないという特性を持っている．
従来の研究ではこのような血管壁の選択的な物質透過性が無視されてきたが，著者らはこの特性を

慮

して血管内の流れと LDL輸送に関する理論的解析

図１ 内皮細胞単層の形状と解析領域を行い，血管壁の水透過性に起因する一種のろ過作用により，流れが遅い部位や血管壁の水透過速度が大きい部位で血管内壁表面上の LDL濃度が局所的に高くなることを示してきた［1］．しかしながら，hx y ＋1x y ＋1z＝ 4 cos2π ＋cos2π −a b
a b⑴

血管壁を細胞レベルで見た場合，内皮細胞単層におここで，x，y，zは，それぞれ長手方向，幅方向，

ける水分や LDLの透過性は一様ではなく，また，細高さ方向にとった直交座標系である．突起した部分

胞の凸凹により壁近傍の流れに乱れが生じることには細胞核を表し，谷線を結んだ格子状の直線が細胞より血管内壁表面上における LDLの濃縮層の発達間の境界を表している．ここでは，長手方向に L＝が抑制されている可能性がある．そこで，本研究で50μm，幅方向に B＝８μm，内皮細胞の基底面からは，血管内皮細胞単層の凸凹を

高さ H ＝20μm の領域を解析領域とした．

を慮した血管内壁面

え，それに沿って流れている血液から血管壁へ流れの計算においては，解析領域の上面の流体がの LDLの 輸 送 現 象 を コ ン ピュータ・シ ミュレー
ションにより解析し，血管内皮表面上における LDL

一定速度 u で移動するクェット流れを仮定し，流出部で圧力をゼロ，流入部において線形に分布した速の濃度分布について検討を行った．

度分布を与えた．血管壁面においては，細胞間の境界に接する要素のみに水透過速度 V を与え，それ２計算モデルと方法

以外の壁面では流速をゼロとした．LDLの輸送計算においては流入部および解析領域上面において一定

内 皮 細 胞 １ 個 の 長 さ を a＝10μm，幅 を b＝８

濃度 C を与え，流出部において x方向の濃度勾配

μm，高さを h＝１μm とし，それが図１に示すように千鳥格子状に規則的に配列した血管内腔面ををゼロとした．血管壁への LDLの取り込みは，内皮え，その形状を次式で表した．

件を次式で与えた．

細胞上でのみ起こると仮定し，壁面における境界条

C＝
⑵
KC
n
，K＝0μm/s atj
V ＝0.2μm/s
unct
i
on
，K＝2×10 μm/s onECV ＝0μm/s
C V −D

ここで，C は壁面における LDL濃度，D は LDLの拡散係数，nは壁面の法線方向を表す座標，K は内皮細胞の LDLに対する透過係数である．V およびK の値は単位表面積あたりの血管壁における水透
過速度および LDLの透過係数［2］と等価となるように決定した．なお，流れおよび輸送計算において，

図２ 内皮細胞単層上の流速分布

y軸に垂直な２つの境界面に対しては周期境界条件を与えた．
流 れ の 計 算 で は，上 述 の 境 界 条 件 の も と で
Navi
e
r
St
okesの式と連続の式を流体解析ソフト
（Ans
ys
Fl
ot
r
anVer
.
5.
2）を用いて解いた．得られた流速分布を用いて，SUPG法に基づく有限要素法
により輸送方程式を解き，LDLの濃度分布を求めた．なお，血液の密度は 1.
05g/cm ，粘度は 0.
035
/
・
とし，
血液中の
の拡散係数は＝５×g cm sLDLD

図３ 壁せん断応力分布

10 cm /sとした．

３

結果および

察

図２は，u＝1.
14mm/sという遅い流れを与えた
場合の壁面から 0.1μm 離れた位置における速度ベクトルを示したものである．壁面近傍においても流体は壁面にほぼ並行に流れているが，図２に示すように細胞を真上からみると突起した細胞の核を迂回

図４

LDLの壁面濃度分布

するように蛇行し，細胞の核の頂点において流速がに沿って LDLの壁面濃度が高くなっており，その速く，細胞間で遅くなっている様子がわかる．この濃度は下流にいくにしたがって増加し，わずか 50ときの壁せん断応力の分布を図３に示す．細胞の核の頂点を中心に壁せん断応力が高くなっており，そμm（細胞５個分）の区間で最大５％も上昇している．また，血流にともなう対流と拡散により細胞境の値は細胞間の壁せん断応力が低い部分の値の約界上で濃縮された LDLは細胞表面上にも広がって4.
7倍となっている．このように１つの細胞においおり，細胞表面全体の LDLの濃度が上昇している．

て壁せん断応力の値が大きく異なる結果は，これま

このことから，細胞の凹凸により流れに乱れが生じでの報告［3，4］ と一致している．この流れ場において計算された内皮細胞表面上の LDLの濃度分布ていても，細胞と細胞の接合部における水分の透過により内皮細胞上の LDL濃度が有意に上昇するこを図４に示す．水透過速度を与えた細胞間の境界線とがわかった．

［参［1］ Wada,S.
‑
,Kar
i
no,T.
:Bi
or
he
ol
ogy3
6,2
07
22
3
(
19
9
9
)
.
［2］ Br
at
z
l
e
r
,R.
L.
,Chi
s
ol
m,G.
M.
,Col
t
on,C.
K.
,

文献］
Smi
t
h,K.
A.
,Lee
s
,R.
S.
:At
he
r
os
c
l
e
r
os
i
s28
,2
8
9‑
30
7(
19
7
7
)
.
［3］ Sat
c
he
r
,R.
L.J
r
,Bus
s
ol
ar
i
,S.
R.
,Gi
mbr
one
,M.

‑
A.J
r
,De
wey,C.
F.
:J
.Bi
ome
c
h.Eng.1
1
4,3
09
31
6
(
19
9
2
)
.

［4］ Barbee,K.
A.
,Munde
l
,T.
,Lal
,R.
,Davi
e
s
,P.
F.
:
‑
Am.J.Phys
i
ol
.2
68
,H1
76
5H1
77
2(
19
9
5
)
.

模擬的虚血負荷に伴う培養心筋細胞拍動
リズムゆらぎの変化
適応制御研究分野

山内

芳子，角谷

昌紀，河原

剛一

心虚血に伴う心筋細胞拍動リズムゆらぎの変化を，通常の培地を 10
0％N により飽和した gl
uc
os
e
f
r
eeの培地に交換することで虚血状態を模擬し，培養心筋細胞を用いて解析した．模擬的虚血負荷により，その後の時間経過に伴って拍動周期が延びると共に拍動リズムが不安定となり，やがて拍動の停止に至る場合も認められた．その後通常培地に戻すと，一時的に非常に早いリズムの安定した収縮が出現し，約１時間で元の状態に戻る傾向を示した．

１

はじめに

虚血に伴って酸素及びグルコース等の代謝基質の細胞への供給が長時間にわたり停止すると，細胞の損傷を引き起こし，最終的には細胞死に至る．心臓間培養した．
2.
2 画像解析

では，代謝により産生されるエネルギーの多くが筋心筋細胞拍動リズムの計測のために，培養用フラスコを倒立顕微鏡下に置き，CCDカメラを通して拍動している心筋細胞の画像を VTRに録画した．録

収縮に利用されており，したがって虚血による酸素画した画像から，心筋細胞の拍動に伴う画素濃度の及び代謝基質の欠除は心筋の収縮運動に多大の影響

変化をコンピュータを用いて計測し［1］，これを拍を与える．

動時系列とした．この拍動時系列のピーク間隔より

虚血・再灌流に伴う心筋細胞の種々の応答について，培養心筋細胞を用いた研究が多くなされている

拍動周期を求め，さらにその変動係数より拍動リズ
ムのゆらぎを評価した．

が，その多くは虚血に伴う細胞損傷に主眼がおかれており，心筋細胞拍動リズムに着目した研究は少ない．

2.
3 プロトコル
虚血状態の模擬は，通常の培養液（MCDB107）を，

本研究では，心筋虚血が拍動リズムに及ぼす影響とその機序を明らかにすることを目的とし，虚血状100％N でバブリングしたグルコース不含培養液（GF07）と交換し，更にフラスコ内に窒素
MCDB1

態を酸素及び培養液中のグルコースの除去により模を充満させてフラスコのキャップを完全に閉じて閉擬し，これに伴う培養心筋細胞拍動リズムゆらぎ特鎖系とすることで行った．

性の変化を解析した．

GFMCDB107への交換前に細胞の拍動の様子を録画し，これを cont7負荷
rolとした．GFMCDB10

２

方法

2.
1 培養方法を開始してから３時間この状態を維持し，その後再び MCDB107に戻し，フラスコを開放系とした．この間，GF07負荷開始後１時間と３時間，さMCDB1

実験には生後１−３日目の新生ラットを用いた．

らに培地を戻した直後および１時間後の計４回の計

ラットの心臓を摘出した後，心室部分を切り出して測を行い，各時点での拍動周期及びその変動係数をハサミで細切し，タンパク質分解酵素（0.1％col
-

求めた．

l
age
nas
e）により結合組織を分解して心筋細胞を単離した．単離した細胞を培養液 MCDB107中に懸濁し，細胞密度が 3
.5×1
0ce
/
l
l
s
cm となるように細胞数を調節して培養用フラスコ内に分注し，37℃，5％とした i
CO ５％，air9ncubator内で５−10日

３．結果及び察

3.
1 拍動周期及びその変動係数の変化
1は虚血負荷前後における培養心筋細胞の５Fig.

分間ずつの平拍動周期（Ａ）とその変動係数（Ｂ）

を1
3例についてまとめたものである．平

係数は，コントロール，虚血負荷開始１時間，負荷

拍動周期

終了直後とも 0.9以上のピーク値を示しており，さは，虚血負荷開始１時間で負荷前に比べて有意に増らに周期性を持って変動していた．このことは，２加した．さらに負荷後３時間の時点ではほとんどの細胞間の拍動リズムが虚血負荷に関わらず同期して細胞で拍動が止まっており，拍動が持続している場いたことを示している．

合でも周期が延長していた．通常の培地と交換した

以上の結果は，模擬的な虚血負荷に伴う培養心筋直後に拍動が停止していた細胞も拍動を再開し，こ細胞拍動リズムゆらぎの増加にはギャップ結合透過の際の拍動周期はコントロールに比べて有意に短く性の低下は無関係であり，心筋細胞自体の拍動ゆらなっていた．MCDB1
07に戻してから１時間後までには，拍動周期はほぼコントロールの値に戻ったぎの増加に起因している可能性を示唆している．
グリア細胞（アストロサイト）では，虚血状態下

（Fi
1A）．
g.

（gl
，あるいは細胞内 pH の低下
ucos
ef
r
e
e,anoxia）

一方拍動リズムゆらぎの大きさを示す拍動周期のや［Ca ］iの上昇によってもギャップ結合チャネル

変動係数は，拍動周期の変化と同様に虚血負荷中には開いたままであるという報告もあり，本研究の虚有意に増加し，負荷終了直後に有意に減少した後に，血負荷中にもギャップ結合チャネルは開いたままで１時間後までにほぼコントロールの状態に戻るといあった可能性がえられる．

う傾向を示した（Fi1B）．
g.
以上の結果は，心筋細胞培養系において，酸素及びグルコース除去による模擬的な虚血負荷が可逆的に拍動リズムゆらぎを増大させることを示している．
心虚血時には，嫌気性代謝により産生される代謝産物の蓄積により細胞内 pH が低下することが知られている．また，心筋細胞は細胞間のギャップ結合
により電気的に結合しているが，細胞内 pH の低下
や［Ca ］iの上昇によりギャップ結合透過性が低下する．
我々はこれまでの研究で，心筋細胞培養系を用いて細胞間相互作用と拍動リズムゆらぎの関係を検討してきた．その結果，細胞間の電気的結合を，細胞内 pH の低下，あるいはギャップ結合を閉鎖する薬品を用いて減少させることにより，拍動リズムゆらぎが増加することを明らかにした［2］．
これらのことから，本研究で与えた虚血負荷により細胞内 pH が低下し，細胞間の電気的結合が低下することで拍動リズムゆらぎが増加した可能性がえられる．
3.
2 拍動時系列間の相互相関係数
次に，本研究で用いた模擬的虚血状態によりもたらされた拍動リズムゆらぎの増加に心筋細胞間の電気的結合の欠除が関与しているかどうかを，同一集塊内にある２細胞から得られた拍動時系列間の相互相関係数から検討した．
２細胞の拍動時系列データ間で得られた相互相関

図１ 虚血模擬前後での培養心筋細胞の拍動周期及びその変動係数の変化

［参［1］ 山内芳子，原田明彦，中村孝夫，河原剛一，第 1
1回
生体・生理工学シンポジウム論文集，1
1
3（19
9
6）
．

文献］
［2］ 山内芳子，中村孝夫，河原剛一，第 14回生体生理工学シンポジウム論文集，3
5
（1
9
99
）
．

凝固と再結晶過程の数理モデル
情報数理研究分野

小林亮

凝固による多結晶の形成の過程と，多結晶の形成後の再結晶過程を記述するフェーズフィールドモデ
ルを提案する．フェーズフィールドモデルとは，相変化などによる系の時間発展をマクロなスケールの秩序変数を用いて記述する一群のモデルの総称である．今回紹介するモデルの特徴は，グレインバ
ウンダリの運動とグレインの回転を同時に記述できることと，２種の界面（固液界面とグレインバウ
ンダリ）を同時に記述できることの２点である．

１

はじめに

序変数 ηと，方位の指標 θを導入する．η−θを２次元空間での極座標とみなせば，単位円 η＝1上の点結晶には単結晶とそれらが集合してできた多結晶

は結晶状態に対応し，そのときの θの値が結晶方位とがある．多結晶を構成するひとつひとつの単結晶を表している．また，原点 η＝0はアモルファス状態

はグレイン，またそれらの間の境界はグレインバウ
ンダリと呼ばれる．このような構造は，典型的には，を表す．この２つの変数を用いて次のような形のエ
ネルギー汎関数を える．

過冷された液体が核生成を起こし複数個の結晶が同時に成長（凝固）することによって生じる．成長した結晶粒の界面が互いに衝突した時点でグレインバ
ウンダリが生じる訳である．このグレインバウンダ

E＝υ ∇ ＋ 1(1−η)＋sη ∇θ2 η
2＋ ε ∇θ dr2

リは，凝固の段階での界面である固液界面と違い，

このエネルギー汎関数の〝拡張された"勾配系をと同一組成・同一構造の結晶を空間的に隔てている界

ると，次のような ηと θに関する時間発展の方程式面である．この場合は，界面の両側にある結晶相のが導かれる．［2］間の相違は結晶方位だけである．グレインバウンダ
リには，そこでの結晶格子の不整合に起因するエネ
ルギー不利が存在しており，それを緩和するようにτη＝υ ∇ η＋1−η−2sη∇θ∇θτη θ＝s∇・ η ∇ ＋ε∇ θθ

グレインの成長・消滅や再配置が起こる．これを再

ここで，〝拡張された"とわざわざことわっているの結晶過程と呼ぶが，この過程は⑴グレインバウンダ

は，エネルギー汎関数の表式の中の ∇θ の最低次のリの運動と⑵グレインの回転［1］という二つの基本プロセスによって進行する．従来のモデルではグレ項が１次であり，通常の意味では∇θ＝0において微分可能ではないからである．小林と儀我［3］はこのインの方位を離散的にとっていたために，グレイン

ような場合に勾配系を拡張する数学的理論および数の回転を記述することができず，グレインバウンダ

値計算法を提案し，この拡張された微分方程式が方リの運動のみを記述することで満足してきた．それに対し，まず再結晶過程における２つの基本プロセ位変数 θを駆動するのに適した性質を持つことを示した．図１に２次元のシミュレーションを示す．

スを同時に表すことのできるモデル（η−θモデル）

このシミュレーションでは，一般的には再結晶過程を導入し，次にこのモデルを先行する凝固過程まで

はグレインバウンダリの運動によって進行しているを含めて記述できるモデル（φ−η−θモデル）に拡が，グレインバウンダリをはさむ２つのグレインの張する．

角度差が非常に小さい場合に限って，回転によるグ
レインバウンダリの消失が観察される．

２

η‑
θモデル

空間２次元の系を記述するために方位に関する秩Figure1 η−θモデルによる再結晶過程のシミュレーション３

φ‑η‑θモデル

前章の η−θモデルを拡張して，凝固から再結晶までの全過程を記述できるモデルを構成する．そのために通常のフェーズフィールドモデルで使用される固体度の秩序変数 φ を導入し，次のようなエネル
ギー汎関数を える．
δ ∇ ＋ ( ， )＋ υ ∇ ＋
η ∇θ
2 φ fφ η
2 η s

E＝
＋

Fi
gur
e2 核生成から凝固，グレインバウンダリの形成，再結晶過程までのシミュレーション．

４

おわりに

結晶成長の問題を記述するための数学はこの 2
0∇2φ θ dr

年の間に大きく発展し，フェーズフィールドモデル

ただし f（φ，η）＝κ φ
（φ−1）
（φ−1/
2＋m)dφ＋やレベルセット法を用いてかなり複雑な形状の結晶

1( − ) で，この関数形は結晶性の固体と液相だ
2φ ηの成長過程を記述できるようになった．本稿では凝けが安定であるということを表現している．前章とドモデルの構築に向けての試みを紹介した．この挑戦はまだ始まったばかりで，多くの数学的問題・物同様にして発展方程式系を導出すると，

固と再結晶過程を記述するためのフェーズフィール

−φ)(
2＋m)
＋η−φ
τφ＝δ∇ φ＋κφ(1φ−1/− φ ∇θ

理的問題・技術的問題が未解決のまま残されており，

τη＝υ ∇ η＋φ−η−2sη∇θ∇θτη θ＝s∇・ η ∇ ＋ ∇・(φ ∇θ)θ

数学に対し自由境界問題に代表される多くの問題を魅力的な研究テーマである．これまで，物質科学は提供してきたし，数学は物質科学に対しある程度のレベルの回答を与えてきた．我々の研究がこのよう

図２に空間２次元での典型的なシミュレーション結な異分野間の有意義な関係に少しでも貢献すること果を示す．

ができれば幸いである．

［参［1］ K.E.Har
r
i
s
,V.
V.Si
nghandA.H.Ki
ng,Ac
t
a
Mat
er
.4
6,2
62
3(
1
99
8
)
.
［2］ R.Kobayashi,J.A.Warr
en,andW.C.Car
t
e
r
,

文献］
Phys
i
caD,1
4
0,1
41(
2
00
0
)
.
［3］ R.Kobayas
hiandY.Gi
ga,J
.St
at
.Phys
.
,9
5,
11
8
7(
1
9
9
9)
.

昆虫の死にまね行動
その不動姿勢制御のメカニズム
神経情報研究分野

西野浩史

動物の中には拘束されると突然抵抗するのをやめて動かなくなるものがおり，
この行動は一般に〝死にまね"と呼ばれる．死にまねは無脊椎動物から高等哺乳動物に至るまで普遍的にみられるがそのメカニズムはこれまでほとんど未解明である．本研究ではコオロギの死にまねが動物の睡眠状態に酷似していること，各肢の腿筋内にあり脛節の位置や運動をモニターする弦状器官とよばれる感覚器が死にまねの誘発，姿勢保持に関与することを見いだした．

１

はじめに

２

死にまね行動の特徴

昆虫はその種類の多さ，生活様式の多様さというコオロギの死にまねは肢の拘束刺激によって反射点で地球環境に最もよく適応している動物といえる．昆虫は脊椎動物と比べ遙かに少数のニューロン的におこる行動である．実験条件下においては両前肢の拘束は中肢，後肢に強い屈曲反応をもたらし，からなる構造の単純な神経系をもつにもかかわら全身が強く屈曲した状態で死にまねが誘発される

ず，その生存に密接に関わる局面では高等哺乳類に（図１）．自然環境下ではこの種特有の逃避行動であもひけをとらない高度で洗練された行動を示す．とる狭所へのもぐり込み行動の際に肢が強く拘束されりわけ昆虫がその小さな体で示す歩行［1］，飛翔，ると直ちに拘束されたままの姿勢で死にまね状態に遊泳，ジャンプ［2］などのダイナミックな行動は格陥るのが観察される．したがってこの行動は動くも好の運動モデルとして，運動パターンの発生機構，のに対してのみ捕食行動を行うカエルやヘビといっ

緻密な運動制御の機構がつぎつぎとニューロンレベ

た捕食者の目をくらます機能を持つとルで解明され，生体工学や情報工学の基礎となる知見も得られてきた．

不動状態は外部からの刺激なしに数分間保持され，覚醒は突然起こる．死にまね中には起き直り反射はえられる．

しかしながらこれまで〝動物がいかにして動かな抑制され，機械刺激や音刺激に対する感覚反応性はくなるのか"という観点からそのメカニズムの解明低下する［3］．肢などの付属器官を強制的に動かすに取り組んだ研究はほとんどない．動物のなかにはと与えられた新しい位置を保持しつづけるいわゆる捕り押さえられると突然抵抗するのをやめて身動き〝なさるがままの姿勢"をとらせることができる．こひとつしなくなるものがおり，この行動は〝擬死"

れは催眠中の動物に特徴的にみられる現象で〝カタあるいは〝死にまね"とよばれている．この行動は身近なところではテントウムシなどの甲虫類で知られるが，両生類，は虫類，鳥類，哺乳類など動物界に普遍的にみられる行動である．筆者は生理実験に広く用いられているフタホシコオロギが死にまねを示すことを発見し，その神経機構の解明に取り組ん
できた．ここではまず，この死にまね行動の特徴を説明し，つぎに不動姿勢制御の神経機構について解
説する．

図１

死にまね中のフタホシコオロギ．

レプシー"とよばれている．このカタレプシーは死にまねがあらゆる姿勢でおこることの神経基盤をつ
くると

３

えられる．

死にまね誘発とその不動姿勢保持に関与する感覚器

コオロギは肢が拘束されているという状態を何らかの感覚器で感知することにより，死にまねに陥ると えられる．そこで体内や体表面に存在する様々な感覚器の破壊実験を行った結果，肢の腿筋内部にあり，脛節の位置や運動をモニターする弦状器官を全ての肢について除去してしまうと全身の運動停
止，すなわち死にまねが極めておこりにくくなることがわかった［3］．弦状器官は腿節基部にある約 200
個ほどの感覚ニューロン群が弦のように細く長い内突起を介して関節回転軸に付着した構造をもち（図２Ａ）．脛節の運動や位置を内突起の動きや，張り具合を介してモニターする感覚器である［４］．感覚ニューロンは大きな細胞体からなるニューロン群

図２ 前肢の腿節内弦状器官の位置 と感覚ニューロン群
の構成 ．
VG:ve
nt
r
algr
oup,DG:dorsalgroup,DSN:dor
s
al
s
c
ol
opar
i
um ne
ur
ons

（vent
）と小さな細胞体か
r
als
col
opar
i
um neurons
らなるニューロン群（dor
s
als
col
opar
i
um neurons:

められ（図３Ｃ，矢印），脛節を伸展させると異常にDSN）に分けられ，前者はニューロンの集合様式をもとに ve（VG）と dor
（DG）
nt
r
algr
oup
s
algr
oup

強い抵抗反射が起こり，その減衰もおこりにくくなることがわかった（図３Ｃ）．DSN のみを除去したの２グループに分けられる（図２Ｂ）．これら３つの肢についてはインタクトと全く同じ結果であった

ニューロングループが不動姿勢の制御に果たす役割（図示せず）．以上の結果より VGは少なくとも脛節を解明するため，後肢について各ニューロングルー
プを除去したのちに脛節を屈曲させる屈節と伸展さの伸展によって刺激され，屈筋に抵抗反射をひきおこすが，DGが脛節の位置に応じてこれに抑制をかせる伸筋の筋電図の同時記録を行った（図３）．まず，けることでカタレプシーが誘発されることがわか

死にまね中，インタクトの肢において脛節を 10度かる．

ら50度の位置まで正味 40度伸展させた場合（図３，
挿入図），
屈筋に一過性の強い活動がおこるがすぐに減衰し，脛節は新たに与えられた 50度の位置を保持

４まとめする（図３Ａ）．一方，伸筋にはほとんど活動はみら

死にまね中の肢の不動姿勢は屈筋の収縮によってれない．このように刺激と反対の方向に作用する筋維持されるが，これは拮抗する機能を持った弦状器

肉の活動は〝抵抗反射"とよばれ，一定の姿勢を保持するための反射であるが，ここでカタレプシーが官の２つの感覚ニューロングループによって制御されていることが明らかとなった．カタレプシーが死おこるということはこの姿勢制御の反射が急速に減にまね誘発と同時に出現することを衰してしまうということを意味する．次に VGのみを除去した肢では死にまね中，屈筋の緊張が低下すs
algr
oupが死にまねの誘発そのものに関与する可能性は極めて高い。現在，弦状器官の感覚ニューロ

るため脛節は 50度まで開いて保持される．脛節をンが肢の拘束状態をどのようにモニターし，この感50度からさらに 90度まで伸展させると屈筋におこ覚情報がどのように高次中枢へ伝えられるのかにつる抵抗反射はほぼ完全に消失していた（図３Ｂ）．一いて研究を進めているところである．

方，DGのみを除去した肢では死にまね中，少なくとも１種類の屈筋運動ニューロンの持続的な活動が認えると dor-図３ 後肢腿節内弦状器官の特定ニューロングループの除去による脛節筋の活動への影響．Ａ インタクト，Ｂ VGのみ除去した
場合，Ｃ DGのみ除去した場合．屈筋については実際に脛節の運動を引き起こす大きなニューロンのみの活動が記録されており，筋緊張の保持のために持続的に活動する小さな運動ニューロンの活動は記録されていない．

［参［1］ U.Bas
s
l
e
r
,J
.Ex
p.Bi
o
l
.1
3
6:12
5(
1
98
8
)
.
［2］ M.Burrows,The Ne
ur
o
b
i
o
l
o
g
yo
f An I
ns
e
c
t
Br
ai
n,Oxf
or
dUni
ve
r
s
i
t
yPr
e
s
s(
1
9
96
)
.
［3］ H.Nishino,M.Sakai,J.CompPhy
s
i
o
l
.A.1
79
:

文献］
61
3(
19
9
6
)
.
［4］ L.H.Fi
eld,T.Mathes
on,Adv.I
ns
e
c
tPhys
i
ol
.
27
:1(
1
9
98
)
.

センサアレイを用いる方位推定および信号数検出
信号処理研究分野

鈴木正清

最大尤度方位推定のための交互射影（AP）法において，等間隔直線センサアレイの場合，評価関数の既約形を用いれば，解の振動が抑えられるだけでなく，計算量のオーダが低下し，計算が効率化されることを示す．また，従来の情報量基準では信号数の検出が困難なサンプルデータが少ない場合に適用可能な信号数を検出するための新しい手法を提案する．

１

タのうち一つ，例えば θ，を除いた他のパラメータ

はじめにを固定し，θ に関して評価関数を最大にする θ を受動的センサアレイによる複数信号源の同時定位求める．次に可変なパラメータを別なパラメータには，レーダ，ソナー，地震学，電波天文学などの分して，同様の最大化を行う．全てのパラメータが収野で極めて重要な問題である．少数の観測データや束するまでこれを繰り返す．q個の方向ベクトルで

低 SNRなどの悪環境の下で高い分解能を達成する
ために，MUSI［1］，最大尤度法［2］，MODE［3］C

張られる信号部分空間を固定パラメータに関する方
向ベクトルの張る部分空間とそれに直交する可変パなどの超分解能手法が提案されている．最大尤度方

ラメータに関連する部分空間に直和分解することに位推定法は，分解能が極めて高く，コヒーレントなより，計算の効率化を図ることができる．最大尤度

信号を取り扱うことができ，データ数に制限がない

方位推定では，複数の推定方位が重なる点では，信（単一スナップショットからも方位が推定できる）こ号部分空間の次元が減少するために，この点で評価との点で他の手法よりも優れている．最大尤度方位関数に不連続が生じる．これに起因して APアルゴ

推定法の唯一の欠点は，計算量が多いことのみであリズムの解は，振動することが起こる．図１はその

る．

例である．

超分解能手法では，信号数が既知であることが要求されるため．通常信号数の検出が必要である．従

この不連続点は除去可能な不連続点であるため，極限を取れば連続化可能である．また，センサアレ

来の信号個数の検出法［4］は，観測データ数が充分

イが等間隔で直線的である場合，方向ベクトルの規に多いことを前提とした情報量の漸近的性質に基づ

則性より，評価関数を e の有理関数の形式で表現

いているため，観測データが少ない場合には，信号することができる．θ は可変パラメータである．この場合，不連続点の除去は，分母分子の共通因子を数の推定に困難がある．
本報告では，最大尤度方位推定のための効率的ア約分する事により達成される．図２⒜は，評価関数

ルゴリズムを提案し，また，入手データが極めて少を既約表現する事により，振動解が抑制されることない場合の信号個数検出のための評価関数を提案すを示している．図２⒝は，既約形に基づく計算量をる．

示している．既約形は多項式の評価によって求められる（図２中の Pol）ため，評価関数の計算が効率化

２

最大尤度方位推定

p個のセンサからなるセンサアレイに，中心周波数 ω の q個の狭帯域信号が方位 θ，i
＝1
,2,
..
.,q
から入射するものとする．平される．また，多項式の評価のために FFT が利用可能になる．さらに１階および２階の導関数が容易に得られ，Newt
on法などの勾配法が容易に適用できる．

零，共分散行列 σIの付加複素ガウス雑音の仮定の下に，最大尤度方位推定法が定式化される．Iは単位行列である．
交互射影アルゴリズムでは，
まず，
可変なパラメー３

信号数検出

情報量基準 MDLに基づく信号数検出法の例を図３⒜に示す．観測データ数が少ない場合には，SNR
がどんなに高くても，高い正解率が得られないことが分かる．しかしながら，図３⒝に示すように，信
号数 q＝2のモデルの最大尤度は，信号数が２の場めたときの信号数検出の例である．

４

むすび合，k＝0,
1の場合だけ，明らかに他とは異なる性質を示す．この性質，すなわち SNRの増加に伴って

本報告では，最大尤度方位推定のための効率的アルゴリズムを提案し，また，入手データが極めて少＄−L（０），−L（１）が無制限に増加する性質を捉ない場合の信号個数検出のための評価関数を提案しえれば，高い正解率が得られることが期待される．

た．

図３⒞は，最大尤度の統計量に従って評価関数を定

図１ APアルゴリズムによる方位推定例（p＝5，q＝3
，方位０°
，５°
，10
，
°
snaps
hot
s200，SNR16dB）

図２ 既約形を用いる方位推定例
（p＝5
，q＝3
，方位０°
，５°
，1
0
，s
°
naps
hot
s200，
t
r
i
al500）⒜ MDLによる信号数検出例 ⒝ 最大尤度 L（k）の変化（q＝2） ⒞ 提案手法による信号数検出例
図３ 信号数検出例（p＝5
，q＝0
,
1
,
2
,
3
,
5
，snapshots5，trial1000）［参［1］ R.O.Sc
hmi
dt
,“Mul
t
i
pl
ee
mi
t
t
e
rl
oc
at
i
onand
s
i
gnal par
ame
t
e
re
s
t
i
mat
i
on,
”I
EEE Tr
a
ns
.
‑
Ant
e
nnasPr
o
p
ag
a
t
.
,vol
.AP‑
3
4
,No.3,pp.2
76
2
8
0,Mar
.1
9
86
.
［2］ I
.Zi
s
ki
ndandM.Wax,“
Maxi
mum l
i
kel
i
hood
l
oc
al
i
zat
i
onofmul
t
i
pl
es
our
c
e
sbyal
t
e
r
nat
i
ng
pr
oj
e
c
t
i
on,
”I
EEE Tr
a
ns
.Ac
ous
t
.
,Spe
e
c
h,Si
g
‑
na
lPr
o
c
e
s
s
i
ng
,vol
.36
,No.1
0
,pp.15
5
31
5
60
,
Oc
t
.1
98
8
.

文献］
［3］ P. Stoi
ca and K. C. Sharman, “Novel
ei
ge
nanal
ys
i
smet
hodf
ordi
r
e
ct
i
ones
t
i
mat
i
on,
”
‑
I
EE Pr
o
c
e
e
di
ngs,vol.13
7,Pt.F,No.1
,
pp.
19
2
6,
Feb.1
99
0
.
［4］ M.WaxandT.Kai
l
at
h,“
Det
e
ct
i
onofs
i
gnal
sby
i
nf
or
mat
i
on t
he
or
et
i
cc
r
i
t
e
r
i
a,
”I
EEE Tr
a
ns
.
Ac
o
us
t
.
,Sp
e
e
c
h,Si
g
na
lPr
oc
e
s
s
i
ng
,vol
.ASSP‑‑
33,No.2,pp.3
87
39
2
,Apr
.1
9
85
.

感覚代行と人工現実感のための触感ディスプレイに関する基礎研究
感覚情報研究分野

和田

親宗

要旨：材質感を惹起させられる触感ディスプレイの開発を試みている．まず，材質感の中の表面粗さ感に着目した．今回は，触感ディスプレイを指先に装着する際，どのような固定力で指にディスプレ
イを固定すれば，よりよく表面粗さ感を惹起させられるかを調べた．また，ディスプレイを装着すると，試料が指先上を動くことになる．その際の最適な移動速度も同時に測定した．その結果，押しつけ力が 3
0gf以上，試料移動速度が約 50mm/s
ecのとき，最もよく表面粗さ感を伝達できるのではな
いかと推測した．

１

測した．はかりで試料を押しつける力を測定し，リはじめにニアモータで試料を移動させる．
今回用いた試料は，われわれの研究室では，従来より聴覚障害者のために触覚を利用して音声情報を伝える装置（タクタ

サンドペーパである．サンドペーパそれ自体，表面粗さを持っており，触れると粗いと感じる．そこで，

イルボコーダ）の研究を行っている．このタクタイ

評価方法として，二種類のサンドペーパを呈示し，ルボコーダでは，二次元的にピンの配列された触覚

その二つを弁別させた．よく弁別できることは，表ディスプレイを指先に着けることにより，音声の時間―周波数パターンを振動パターンで知覚することが可能となる．研究の過程において，触覚ディスプ
レイを使えば，材質感を呈示できるのではないかとえた．ピンを用いる触覚ディスプレイでは，材質
感の中の表面粗さ感を惹起させるのに適当であろうと えた．ただ，触感ディスプレイ（材質感を呈示
する触覚ディスプレイをこのように名づけることにする）は指先に装着されるので，その装着状態は惹起される表面粗さ感に影響を与えるとえられる．

そこで，表面粗さ感を惹起させるのに最適な触感
ディスプレイの装着状態および刺激呈示状態を求めることとした．

２

実験装置及び方法

普段，我々が物体の表面に触れている際には，物体に対して指を押しつけ，指を動かしている．ところが，触感ディスプレイを用いる場合，触感ディス
プレイを指先に装着し，触覚刺激を指に対して動かさないといけない．そのため，触感ディスプレイを指先に固定するための固定力と，皮膚上を移動する
触覚刺激の速度が，表面粗さ感惹起のための変数となる．この二つを図１のようなシステムで同時に計

図１ 実験装置および測定パラメータ面粗さの詳しい情報まで伝達できていることと同じとえた．実験では，様々な指の押しつけ力と試料移動速度のもとでの弁別率を求めた．
試料の一つ目のサンドペーパは♯100，二つ目のサンドペーパは図２に示すように５種類．
指先温度は，
通常状態の約 32℃．サンドペーパの色や音で判断できないように，被験者にはヘッドホンからホワイト

図２

呈示試料

図４ 試料移動速度と弁別率との関係

ノイズを聞かせ，指先が見えないよう遮蔽板を用意

含まれているため，上記した．

ぎない．今後，表面粗さを整えた試料で検討する必

３

結果と

察

察はあくまで可能性にす要がある．いずれにしろ，触覚ディスプレイを指先に装着する際の，押しつけ力と試料移動速度の最適値を求めることができた．

指先の押しつけ力と弁別率との関係を図３に示す．押しつけ力が 30gf以上では，弁別率がほぼ一定とえることができる．つぎに，押しつけ力が 40gfの時の試料移動速度と弁別率との関係を図４に示

４

おわりに

今回の実験では，指先温度による表面粗さ感へのす．この結果から，試料移動速度が 50mm/s
ecあた

影響を

りで，最も弁別しやすいことがわかった．移動速度

表面粗さ感への影響を調べる予定である．また，表と平 粒子径から えると，このあたりの速度はパ
チニ小体を刺激している可能性がある．パチニ小体

面粗さを知覚するメカニズムについても，表面粗さを整えた試料を使うことで探っていきたい．これらをよく刺激したため，弁別率が上がったのかも知れの成果をもとに，表面粗さ感を惹起させられる触覚

ない．ただサンドペーパには様々な粒子径の砥粒がディスプレイを開発していきたい．

図３

指先押しつけ力と弁別率との関係

慮していなかった．今後は指先温度による

半導体スラブ型フォトニック結晶を利用した
能動型光素子並列分散処理研究分野

１

川辺

豊

フォトニック結晶のバンド端では，許容帯と禁制帯の境界で反射率が急峻に変化することが知られてはじめに誘電体中に波長程度の大きさの周期構造（誘電率いる．この際のバンド端の位置はフォトニック結晶の変調）を形成することによって，媒質中の電磁波の構造パラメータ（格子定数やフィリングファクのモードを制御することが可能である．量子力学でター）と同時に構成する媒質の屈折率に大きく依存

は，シュレディンガー方程式にしたがう波動関数がする．したがってもし屈折率が外場などによって変固体中のポテンシャルによって変調され許容帯や禁化を受ければ，フォトニック結晶の透過特性が変化

制帯が生ずるが，波動方程式にしたがう電磁界も誘する．すなわち，信号光を導波した状態でゲート光電率の周期構造によって，許容帯と禁制帯に相当すを照射し，三次の光非線形性による屈折率の変化をる光子のバンドが現れる．このことから，このような構造を持つものはフォトニック結晶と呼ばれる

利用すれば光−光スイッチとして動作するわけである．もとより導波路上に形成すれば集積化に関する［1−2］．すなわちある領域の光はフォトニック結晶

本質的困難はないはずである．

の内部に存在しえず，100％反射率のミラーや電磁波

半導体の屈折率変化は色々な要因によって引き起のシールドとして働く．さらに通常の媒質とは異こすことが可能であるが，ここではキャリアの実励なった群速度分散を示すことから，特に低群速度領起による方法について述べる．アリゾナ大のグルー域では低閾値のレーザー発振やさまざまな非線形効

プなどによって実験的および理論的に明らかにされ果の増大が期待できる［3］．

たように，常温のバルク GaAsをバンド端より短波長の光で励起するとキャリア対が生成し，プラズマ２

フォトニック結晶と光スイッチ

によるクーロン遮蔽効果によってバンド端の長波長側では屈折率が減少する．その際，Δn＝nIで定義さところで，これまで半導体を用いたさまざまな光れる非線形屈折率 n は−0.02MW /cm 程度と見スイッチが提案されてきた．例えばファブリ・ペロ

積もられている．これをキャリア密度による変化率

共振器中に挿入された媒質の三次の非線形効果と共に換算すれば 2×1
0 cm である．換言すれば，媒質振器によるフィードバックを利用した光双安定素子の屈折率を 3
.5として 7×10 c
m 個のキャリア対などは，将来の光コンピュータの中枢素子として期が存在すれば１％の屈折率変化が得られる［5，6］．

待されている［4］．
しかしながら現状では必ずしも期

これは励起光を十分絞ってやれば nJ以下のエネル

待に沿っているとは言いがたい．その原因は超並列ギーで実現可能である．

光コンピュータというアーキテクチュア自体の困難さとともに，素子を光回路として集積することが困難であったためとえられる．

現在，フォトニック結晶，特に半導体を用いた二

３

実験結果

次元結晶に関しては，超 LSIや光導波路で培われた

屈折率 3.5の Ga Al Asに円筒の穴を加工した
格子定数 350nm，フィリングファクター
（f
）0
.36の

プロセス技術を用いてフォトニック結晶導波路が盛フォトニック結晶の場合，１％の負の屈折率変化にんに研究されている．光の導波や光路の変更・分岐

よってフォトニックのバンド構造全体が 5nm ほどのような受動機能に関して従来の光導波路を凌駕す

短波長側にシフトすることが計算によって示される可能性が示されているのはもちろんであるが，こた．したがって信号光をフォトニック結晶のバンド

こでは能動素子としての可能性について言及する．

端に選び，なおかつその波長において吸収が無視できれば外部からの光励起によってスイッチングが観イバーを組み合わせて導波路とフォトニック結晶中測されるであろう．用いた試料の電子顕微鏡写真をを透過させるプローブ用の光学系と，外側より顕微

図１に，その透過特性を図２に示す．測定はＥ偏光鏡を用いてフォトニック結晶部分を励起するポンプ（フォトニック結晶の穴と電界が垂直な偏光）
を用い用の光学系から構成される．透過率変化の測定は受ている．光スイッチ用の実験システムは図３に示す

光器とサンプリングオシロスコープを用いて直接モように，基本的には波長可変赤外光をレンズとファニターする．実験結果の一例を図４に示す．このときに用いた素子の格子定数は 350nm，fは 0.43で

図１ スイッチングに用いたスラブ導波路型フォトニック
結晶の電子顕微鏡写真．⒜図の上下方向に導波路が通り，途中にフォトニック結晶が形成されている．⒝フォトニック結晶の断面図．⒞その拡大図．

図２ 導波路型フォトニック結晶の透過スペクトル．8
50nm
よ り 長 波 長 側 が 低 透 過 率 で フォト ニック バ ン ド
ギャップに対応している．素子パラメーターは格子定数350nm，ｆは 0.
43である．

図３ 実験系のブロックダイアグラム．プローブ光は Arレーザー励起の cwチタン・サファイアレーザをレンズで絞って導波路に入射する．出射側は先球ファイバーにカップルさせ PMTで受光する．励起は AOQスイッチタイプの YAGレーザーの２倍波を顕微鏡筒より試料に入射する．パルス幅 100ns，繰り返しは 1kHzである．CCDはモニター用．

ある．また励起光のエネルギーは 25nJである（強度による屈折率変化を起源とするものとして説明できは300kW /cm ）．励起用レーザーのパルス幅は 100

るにせよ，実際の透過スペクトルは干渉効果に由来ns程度であるから，透過率変化はほぼ励起に追随する高速の成分と遅い成分から構成されていることがする細かい構造を含んでおり，必ずしも全ての領域

わかる．

その詳細の検討を行っている．

に亘るデータが説明されているわけではない．現在

高速成分に関しては，光励起によって透過率が増大しおり，フォトニックバンド構造が低波長側にシフトしたとえれば説明できる．また，これによって光励起によるスイッチング動作は実証された．定
性的には透過率変化の高速成分はキャリアの実励起

４

高速スイッチングの可能性

また GaAs系半導体においては非共鳴領域の強い光を照射することによって，バンド端がシフトし屈折率変化が生ずることが知られている．したがってフォトニック結晶においてこの効果を利用すれば，自己誘導透過が生じ１ビームによるスイッチン
グや光双安定性の発現が可能である．このプロセス
はキャリア寿命に依存しないので超高速のスイッチングが可能である．現在用いている素子ではフェムト秒のパルスを用いて 6
0GW /cm の強度の光が入射可能であることがわかっている．この自己誘導透過を用いたスイッチングの可能性もあわせて探索している．

図４ 透過光量の時間変化の一例．横軸は時間，縦軸は透過
光強度である．観測波長は 837nm である．実線は励起光がある場合，点線がプローブ光のみの場合である．
レーザーパルスにほぼ追随する正の成分とやや遅い
負の成分からなる．図２の透過スペクトルと比較するとフォトニックバンド構造が短波長にシフトしたとえるとつじつまが合う．

５

［参

文献］

［1］ J
.D.J
oannopoulos,R.D.Me
ade
,andJ
.N.Wi
nn
“
Phot
oni
c Cr
ys
t
al
s
” (
19
9
5, Pr
i
nc
et
on Uni
v.
Pr
es
s
,Pr
i
nc
et
on)
.
［2］ E.Yabl
onovich,Phys
.Re
v.Le
t
t
.5
8,20
5
9(
1
98
7
)
.
［3］ K.SakodaandK.Oht
aka,Phys
.Re
v.B54
,5
74
2
(
19
9
6
)
,K.I
noue
,M.Sasada,J.Kawamata,K.
SakodaandW.Haus,J
pn.J.Appl
.Phys
.38
,
L1
5
7(
19
9
9) など．

おわりに本研究は量子機能素子分野（井上研）との協力の下に行われました．井上教授ならびに大学院生の竹永，河合両君に感謝いたします．

［4］ H.M.Gi
bbs“
Opt
i
c
alBi
s
t
abi
l
i
t
y:Cont
r
ol
l
i
ng
Li
ghtwi
t
hLi
ght
”(
19
8
5,Academi
cPr
e
s
s
,Or
l
ando)
.
［5］ Y.H.Leee
tal
.Phys
.Re
v.Let
t
.57
,2
44
6(
1
9
86
)
.
［6］ H.Hauged.“OpticalNonl
i
near
i
t
i
e
sandI
ns
t
abi
l
i
t
i
e
si
n Se
mi
c
onduc
t
or
s
”(
1
98
8
,Ac
ade
mi
c
Pr
e
s
s
,Or
l
ando)
.

後方多重散乱場の Green関数と拡散光トポグラフィ像の改善
附属電子計測開発施設

岩井俊昭

濃厚な散乱媒質内に存在する物体の像が，拡散光トポグラフィ法を用いて造影された．有限検出開
口内における空間積分効果を利用し，実時間化を実現した．多重散乱光を用いることと光学系の有限な空間周波数特性による像の劣化を，後方散乱光の強度分布の形成過程に対する点像分布関数をコン
ピュータシミュレーションで算出し，デコンボリューション法を用いて改善した．
液相境界面を表す．さらに，最大光路長 Lと物体深

1 はじめに

度 dとの関係は，設定した深度に物体を設置したと吸収物体が内部に存在する濃厚な散乱媒質からのきに発生する後方散乱光の強度分布をコンピュータ

後方散乱光では多重散乱現象が支配的である．したシミュレーションで実現し，再構成された深度と設がって，直接の透過光や反射光を利用して物体の結像を行うことは現実的ではなく，多重散乱光すなわ

定深度との誤差を最小にするように決定した．その結果，L＝3αを得た．

ち拡散光を利用して物体の結像を行うことが自然であろう．我々は，強散乱媒質内の吸収物体の像を造

2.
2 点像分布関数を用いた画質改善法

影する新しい手法「拡散光トポグラフィ法」を提案

拡散光トポグラフィ法で造影された物体像は，多し，その原理の実証実験を行ってきた．本報では，

重散乱光を用いていることと光学系の有限な空間周

有限検出開口内における空間積分効果を利用した物

波数特性のためにぼける．そこで，後方散乱光の強体像の造影の実時間化と点像分布関数のデコンボ

度分布は，光学系の点像分布関数を hとすると，次リューションによる画質改善について報告する．

式で表すことができる．
＝h(x,y,z)＊ O(x,y,d)⑵
I(x,y,d)
ここで，Iと O は，それぞれ観測された強度分布と2 原理

理想的な強度分布を表す．このような劣化像を発生

2.
1 物体像の造影法させている強度分布に対して点像分布関数をデコン

散乱媒質内に吸収物体が存在すると，後方散乱光

ボリューションし，新たに得られる強度分布を用いの強度分布を形成するのは，短い光路長を有する光て物体像の再構成を行えば，造影された物体像は改波が支配的であろう．そこで，光路長確率密度関数

善されることが予想される．点像分布関数は，深さにおいて最大光路長 Lを定義し，この最大光路長より短い光路長を有する光波のみが後方散乱光の強度

dに微小物体を設置するときに発生する後方散乱光の強度分布であるから，コンピュータシミュレー

分布に寄与すると仮定する．このとき，光路長確率密度関数と後方散乱光の強度分布との間に，次の関ションにより算出する．図１は，点像分布関数の物
体深度依存性を示す．明らかに，点像分布関数は物係を仮定する．

体深度に依存しており，通常の光学系の点像分布関

＝
P(L)
＝

)ds
p(s
IdS

数に仮定されている位置推移不変則が成り立たない

p(
s)ds
IdS

ため，正確にはデコンボリューション法が適用でき⑴

ここで，p（s），I，および Iは，それぞれ光路長確率密度関数，吸収体があるときとないときの後方散乱光の強度分布を表す．Σは，空気と散乱媒質との気ないことになる．しかしながら，本研究では，物体深度を変化させながらデコンボリューション法による画質改善を行い，最良改善が行えた d＝0.3mm
に対する点像分布関数を用いて画像の改善を行う．

cm×５cm×１cm の 容 器 に 満 たされた散乱媒質内に設置する．散乱媒質には，460nm のポリスチレ
ン球懸濁液を用いた．懸濁液は，
体積濃度１％であり，輸送平自由行程はℓ ＝230μm である．

4 結果と

察

図４は，拡散光トポグラフィ法
によって造影された物体像とデコンボリューション法を用いて画質
図１ 後方多重散乱光強度分布の形成過程に対する点像分
布関数の点物体深度依存性．

図３

変形ピラ
ミッド形吸
収物体．

改善を行った結果を示す．造影された物体像には，光波の拘束が弱い領域や急峻なエッジなどの部分がぼけるという特徴が確認でき

3 実験系

る．図１の d＝0.
3mm に対する点像分布関数でデ

図 ２ は，実 験 系 を 示 す．波 長 63
3nm の HeNe
レーザ光が空気と散乱媒質との境界面に集光入射される．光波は媒質内を散乱・伝播し，再び気液相の境界面にもどり後方散乱光の強度分布を形成する．
後方散乱光の強度分布は検出開口上に結像され，光電子増倍管によって⑴式に対応する空間積分強度変動として検出される．検出された光電流は，ロックインアンプを用いて高 SN 比を保ちつつ増幅され，コンピュータのメモリ上に記録される．散乱媒質が入って る 容 器 は コ ン ピュータ 制 御 さ れ た XY ス
テージによって２次元に移動することが可能であり，レーザ光の入射点を２次元走査できる．図３に示す黒色つや消しペイントを塗布した物体を，５

図４
図２

拡散光トポグラフィ法の実験系．

造影された２次元画像とデコンボリューション法によって画質改善された画像．

コンボリューションを行った結果，変形ピラミッド

り後方多重散乱光の強度分布の形成過程に対する点の中央付近の構造が先鋭化され，かつ外周構造も再像分布関数を求め，デコンボリューション法を用い現されていることがわかる．しかしながら，フーリてトポグラフィ像の改善を図った．その結果，デコエ変換によるデコンボリューションを行ったためンボリューション法の有効性が示された．今後は，に，深度が深い領域の高周波雑音を増加させ，雑音

近赤外レーザを光源に利用し，皮膚表層に分布するが強調されるという欠点が明らかになった．

血管造影技術への発展させる．

5 結論
本報告では，コンピュータシミュレーションによ謝辞

落射型光学系と吸収体試料を作成していただ

いた技術部女池竜二，長谷川慶治両氏に感謝いたします．

電子科学研究 第８巻
200
1年３月５日編 集 電子科学研究所広報委員会
印 刷 興国印刷