コヒーレント加算型高出力 THz 放射源の開発
米田研究室

１

長谷川和哉

はじめに

THz 周波数帯は、電波と光の中間に位置する周波数帯であり、これまで強い光源が得られてこなかった領域である。しかし、80 年代後半頃から超短パルスモード同期レーザーの発達により、半導体にピコ秒やサブピコ秒の電気パルスの発生が可能となったことから、徐々に高出力な THz 波が得られるようになってきた。THz 帯の非線形光学の領域は光源強度の制約からほとんど行われていない。最近になって、米国サンタバーバラにある FEL を用いて量子井戸サブバンドとの強相互作用、AC Stark effect、DynamicalFranz‑Keldysh effect 等の比較的集光強度が低くても起こる現象の研究が行われ始めている程度である。そこで用いられている FEL は高エネルギー、高強度（〜100MW/cm2）であるものの、そのパルス幅は電子ビームのバンチ長の制約から数 ns〜数十 ps と、他のレーザー始動型 THz エミッターの持つ値（〜ps）と比べて長いパルス幅をもつ THz 光源である。特に、物質の過渡現象（キャリア加速等）の研究に用いるには比較的長いパルス幅であり、より短パルス高時間分解能を有する THz 光源が望まれてきた。しかし、その領域で最も高出力なものは、D.You らによって報告された、1.7MW、集光強度10MW/cm2.500fs であり、集光強度の低さから、広く非線形光学の現象を開拓するポテンシャルを持つことは出来なかった。
そこで、本研究では、世界最高出力を持ち、非線形光学の研究を行っていくに十分高出力な、超短パルス THz 放射源の開発を目的としている。

２THz エミッター

THz 発生方式には、レーザー始動のものでは最も高出力である、光伝導スイッチ方式を用いている。この方式では、放射電界 ETHz を以下のようにも記述される。

E THz = −E bσ s η0
1 + σ s η0

この式から分かるように、 σｓ −＞∞で放射電界 ETHz は印加電界の大きさに飽和するため、THz 波の高出力化のためには大きな電界を印加することが必要である。照射レーザ
ー強度を大きくすること、高いキャリア移動度を有することを意味しており、高出力な（飽和領域）THz 波を発生させるには、これらの条件が必要不可欠となる。 σs は面導電率、 η0 は真空のインピーダンス、Eb は印加電界である。この式は、放射電界が印加電界を超えられないということを表しており、そのため、高出力な THz 波を得るためには、耐絶縁破壊性をもつ高電界を印加できる素子を用いる必要がある。図１は印加電界とその際の放射出力密度を示したものであり、実線は最大出力密度を示したものであE TH z = − E ap pl

1010910810710610510

σ sρ0σ sρ0 + (1 + ε r )り、この図から 106V/cm を印加す

スクリーニングによる最大出力密度

れば、cm オーダーのエミッター面＞G W /cm 2!

積で GW クラスの出力を得ることができることが分かる。そこで、
本 研 究 で は 絶 縁 破 壊 電 界>106V/cm をもつダイヤモンドを用いて小型・高出力な THz エミッDiamondの絶縁破壊電界

そのエミッターを図２に載せる。

41000ターの開発を行っている。

104105106Ebias (V/cm)

cm に 106V/cm を印加するには電図１ 放射出力密度

源に MV 級の電源が必要になる

G aA sの絶縁破壊電界

ため、小さい電圧を用いて高電界印加でき、且つ大面積化が可能なよう、20 μm のギャップ幅をアレー化した構造をとっている。さらに、リーク欠陥の影響を抑えるために縦横方向にもセグメント化した構造をとっている。また、表面絶縁破壊とグロー放電を抑えるため、電極のうえからダイヤモンドを再成長させるダイヤモンドオーバーコートを施し、絶縁破壊電界 2×106V/cm を達成している。この構造により、エミッター全面
積 3cm×3cm、有効放射面積 0.6cm2 で、最大放射出力〜1GW を達成することができた。
そして、このエミッターに 105V/cm を印加して、〜3GW/cm2 の KrF レーザー（248nm）をポンプ光に用いて THz の検出をしたところ、有効放射面積 10mm2 から、集光地点で15nJ、1.5ps の出力が得られてきた。この結果から得られる放射出力密度は 105W/cm2と、エミッターの持つ最大放射出力密度と比べて 2 桁以上小さな値である。この原因として、回折損失、電極構造の不均一さ、キャリア密度の小ささなどが考えられるが、その主な原因はキャリア密度の小ささ、すなわちポンプ光強度の小ささである。そのため、10 倍程度の高強度でのポンプ化が必要とされてきた。

30mm30mm

放射出力密度(W/cm2)

1030 gap pair x 4 x 3 x 6>2x10 3 gaps in 3x3cm 220µm width, 2.8mm length

図２ エミッター構造

3

マルチポンプ光システム
THz の発生は、光生成キャリアが印加電界で加速されて電磁波が放射されるというプロセスを経るが、ポンプ光の電界や位相はそのプロセスには無関係である。このことは、互いにインコヒーレントなポンプ光を用いたとしても、コヒーレントな THz 波の発生が可能であるということを示唆している。この証明結果は後述する。そこで、本研
究では、要求される高強度〜30GW/cm2 で 9cm2 の大面積を照射するため、低パワーのポンプ光を複数集めるマルチポンプ光という方法を用いている。この方法では、①KrFの寿命が 2ns であるため、2ns 間隔のパルス列を増幅することで KrF 増幅器に溜め込んだエネルギーを全て引きだして高効率化を図れること、②1 本が低パワーであるため高繰返し化が可能であるという長所がある。
高ポンプ・高効率・高繰返しが図れるマルチポンプ光システムであるが、最終的に THz 波の高強度化の方向から、ポンプ光の最適化を行う必要がある。考えうる点としては、[1]エンベロップのタイミングエラー[2]各ビームの空間モードエラー[3]各ポンプ光パターンが挙げられる。[1]に関しては、タイミングエラーにより位相のずれた THz波が重なり合うため、その結果 THz 波の時間波形が変化することが考えられる。そのため、20 μm ピッチ（〜70fs）のステージを各ビームに用いて高精度なアライメントを可能にしている。この波形変化現象は図３に示されており、時間差〜400fs がつくことで後方にビート振動が確認でき、さらに~fs まで時間差を縮めることでその波形変形を無視できる結果が得られている。[2]に関しては、各ポンプ光を一つのレンズで集光させ、その集光点が全て一致するようにアライメントを行っている。[3]に関しては、
図 4 に示すような集光パターンシミュレーションを行ってポンプ光の最適化を図ってこの要求を満たすために、一つのレンズで各ビームを伝搬させ同等の増幅系列を辿るようにし、さらに、最40200‑20‑4024650ーム径にしてフラ08∆t~0fs

center-50-1000123time[ps]4200150100500‑50‑100‑150 0510Time[ps]right

質よりも大きいビ

これらに留意した

0150100現する必要がある。

∆t=400fs

60

終増幅時に増幅媒

ットトップ化を実

Focused Electric field [arb.unit]

要なことが分かる。

results of coherent adding

results of individual beams
8056

Focused Electric field [arb.unit]

近づけることが必

Focused electric field [arb.unit]

いる。この結果から、各ビームパターンをフラットトップ型にすること、強度比を 1 に

1015 20Time (ps)253035250200150100500-50-100-15005

図３ タイミングエラー

10 15 20 25 30 35

Time (ps)光線追跡を行った結果が図 5 である。最終的にパルス列を単パルスに変換するデコーダ
ー光学系を経由しなければならないため、最終的にビームを空間的に分離させた伝搬系になっている。この光線追跡結果に基づいて実際に光学系を構成し、最終的に 12mJ×6 本、330fs で計 270GW の KrF レーザーポンプ光を発生させることに成功している。
この結果、これまでの 8 倍の強度 24GW/cm2 でエミッター全体をポンプすることが可能となった。これにより、Pideal~200GW の THz 出力が可能となるだろう。

図４ マルチポンプ光システム
4THz 波のコヒーレント加算
得られたポンプ光を用いて、THz 波の検出を行った。検出方法には、THz 電界を利用した電気光学効果を用いて、その検出を行っている。具体的には、検出に ZnTe 結晶を用い、そこにエミッターから放射された THz 波を f=150 の軸外し放物面鏡で集光し、さらにプローブ光として同軸に直線偏光の Ti:Sapphire レーザー（745nm）を入射させて、THz 波と ZnTe の作用による電気光学効果でプローブ光が楕円偏光になるのを検出するシステムである。
得られたポンプ光で、コヒーレント加算の観測を行ってきた。図 5 は、3 本のポンプ光を用いたときに観測された THz の時間波形である。Left、Right、Center というのは、ポンプ光を照射した位置を表しており、1 本のポンプ光だけで照射したときに得られた THz 波形である。そして、Sum はその 3 つの値を数字上足し算したものであり、Add は 3 本を全て照射した

理論値は9倍ときに得られた THz 波で200行われれば、エミッター面積 S が増えるために発散角度∝S ―1 が小さくなり、その結果集光径が小さくなる。このため、Sum 以上の値が得られるはずであり、得られた結果はインコヒーレントポンプ光でTHz のコヒーレント加算を行えることを証明する結果となっている。しかし、実際には面積が 3 倍であるため、Sum の３倍の集光

Focused electric field [arb.unit]ある。コヒーレント加算がIncrease due to decrease of divergence
150Coherent adding

×5Sum以上の値

100500- 50left
center- 100

rightsum of three- 150012345time[ps]678

図５ コヒーレント加算結果

電界が得られるはずであり、その加算率というのが現状での問題である。また、プロー
ブ光を xy 方向に移動させて得られた集光径は 4mm であり、これは、理論値 3mm よりも大きい値であった。この集光径比 3/4 と、加算率~5/9、Pideal〜200GW から、現在の加算率で得られる出力は〜20MW が期待され、集光強度 2.8GW/cm2 が期待される。
この値は世界最高出力を 1 桁以上上回る結果であるが、応用面ではもう 1 桁程度の集光強度が必要であり、今後加算率の上昇が望まれる。この加算率低下の原因としては、
right だけ異なる波形（最初負にいき、その後正にいく）が得られていることから、電極構造の不均一性が出ていることや、また、空間的に散らばった集光パターンに実際にはなっていることなどが考えられる。この問題を解決するため、今後、集光点の分布をモニターするシステムの構築をし、集光パターンの評価を行っていく予定である。

5波形制御
用いてきたダイヤモンドのキャリア寿命は〜ns と長く、その結果レンズ上では波形は電流密度の時間微分で与えられるため単極の波形となる。そして、ブロードバンド光
では回折波は時間微分で与えられるため、集光点では双極波形が得られることとなる。
図 5 で示された波形は双極波形であり、キャリア寿命の長さに起因する理論的な結果が得られている。しかし、短パルス THz 波の応用は、キャリア加速や Rydberg 原子のイオン化など、単極波形が望まれるものが多いため、分散媒質を THz パスに挿入して波形の単極化を試みた。用いた分散媒質はアクリルを研磨して作ったレンズである。これは、遅延分散や、横方向で厚みが異なり、通過点で波形が異なることを応用した方法である。このアクリルレンズを挿入した際10に得られた波形が図 6 であり、単極に近5い波形を成形することができた。今後、材料の dn/dλや 、形状の最適化を行っ0ていく必要があるが、波形制御という可-5能性は示すことができ、これが達成され-10れば応用の幅を広く拡大することが可能となるだろう。

-15-200246810121416Time [ps]図６ 単極波形化
6まとめ
ダイヤモンドを用いて、THz 光源の開発を行ってきた。そして、高ポンプ化を図るためにマルチポンプ光システムを導入し、10Hz、220GW というポンプ光システムを達成した。このポンプ光を用いて THz の波形観測を行ったところ、インコヒーレントポンプ光で THz のコヒーレント加算が行える結果が得られた。そのとき、20MW という世界最高出力が期待されるものの、応用にはまだ 1 桁近く小さい値であり、完全コヒーレントなときの値 200MW にいかに近づけるかが今後の課題となる。電極構造の不均一さなど先天性の問題も考えられるが、理論値よりも大きい集光径が観測されている点から集光パターンに問題があると考えている。今後、イメージングシステムを構成し、集光パターンの評価を行い、解決を図っていく予定である。