《講義ノート》

物性研究・電子版 Vol. 4, No. 4, 044201 （2015年11月号）

メタマテリアルの世界
東北大学理学研究科物理学専攻

石原照也

概要
Maxwell 方程式から得られる波動方程式を眺めると、誘電率と透磁率が同じ周波数で負であるような物質が存在すれば、その中を電磁波が伝搬することを容易に示すことができる。しかし光の周波数領域ではこれまでに知られている物質の比透磁率は極めて１に近い（磁気的な相互作用はない）ために、最近までこのような現象が実現されるとは思いもよらないことだった。それが世紀の変わり目に、波長より小さい人工構造をうまくデザインすることで、このような現象が実際に存在すること、そしてその物質の屈折率が負であるなど、風変
わりな性質をもっていることがわかってきた。このようにサブ波長構造によって、新奇な物性が発現するとき、このような構造体をメタマテリアルと呼ぶ。
今回の講義では、第一日目にメタマテリアルが注目される契機となった、負の屈折率の性質と実現、評価について講義する。第二日目はサブ波長構造のデザインによって生じる、興味深い波動伝搬と近接場の利用について議論する。
第三日目は光物性を大きく制御できる系としてメタマテリアルを捉え、いくつかの例を紹介する。
発想の転換とナノ構造作製、電磁場シミュレーションの組み合わせによって、大きく世界が広がる楽しさを味わっていただけるような講義にしたいと考えている。
１）負の屈折率の性質と実現および評価 1)
負の屈折率
1967年にVeselagoは以下のような考察を行った2)。等方的な物質中のMaxwell
方程式は、真電荷、真電流がないとき、ＳＩ単位系で! ! ! !と書ける。ここで E , D, H, B

は電場、電束密度、磁場、磁束密度である。または真空の誘電率および透磁率、は比誘電率および比透磁率を表す無次! !
! !
元のスカラー量である。平面波 E , H ∝ exp(ik ⋅ r - iωt) を仮定すると

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!
k × E = ωµµ0 H! !
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k × H = −ωεε 0 E

これを組み合わせると、自明でない解をもつ条件として、分散関係が得られる。平面波が伝搬するためには、実の角振動数に対して、波数が実数でなくてはならないので、εとμの積が正であることが必要となる。通常光学領域ではμ=1であるので、平面波が存在するのはε>0の場合であるが、仮にεとμが同時に負であっても平面波解は存在することになる。ε<0, μ<0の時、! ! !
Maxwell方程式は E , H, k が通常と逆に左手の関係をもつので、このような媒質を! ! !
左手系媒質と呼ぶ。エネルギーの流れであるPoyntingベクトルは S = E × H であるから、左手系媒質では と は反平行になる。すなわち、エネルギーの流れの方向と位相の進む向きが逆になる。通常の媒質１からこのような物質に光が入射するとき、奇妙な現象が起こる。光の屈折の法則とは界面に平行な波数ベク
トルが保存されること：
k1sinθ1＝k2sinθ2に他ならないが、図１(a),(b)の二つの可能性のうち、界面でエネルギーの流れが保存されるのは(b)であるから、折り返すように屈折することになる。これはSnellの法則に照らしてみると、屈折率が負であることを意味している。

すなわちεとμが同時に負である場合に屈折率が負となる。左手系という名前
は旋光性を連想させるが、これとは全く別の概念なので、最近では負屈折率媒質（Negative Index Material; NIM）と呼ばれることが多くなっている。

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ま転送する。
さらにVeselagoは媒質が負の屈折率をもつとDoppler効果、Cherenkov効果、
光の放射圧が通常と逆向きになるなど、様々な常識はずれの性質をもつことを示したが、その後そのような性質を示す物質を見出すことはできなかったため、しばらくの間、この論文が注目を集めることはなかった。
金属筒と分割リング共振器
ほとんどの物質において磁気応答は数GHz程度以上でなくなってしまう。実際
Landau-Lifshitzの教科書3)では原子中の電子の軌道運動による磁性が光学領域で無視できるという一般的な議論を行っている。しかし金属の構造体では電場
は電流を生み出し、電流は磁場を発生する4)。はじめに図３(a)のように円筒の軸に垂直な方向から、軸に平行な磁場を持った電磁波が入射する場合を考える。
円筒の内部での磁束密度の時間変化は円筒の円周方向の電流を生じる。金属の導電率が無限大であれば、内部の磁束密度は0となり、有限の導電率であれば、部分的にキャンセルする。外部では磁束密度に変化はない。系を構成する材料
が非磁性体である場合、比透磁率が１であるので、磁束密度と磁場の空間分布は同じである。しかし、その不均一な空間分布のため、このような系では、μは１より小さい正の値をとることになる。
次に図３(b)のように金属リングに切れ目をいれた系を考えよう。リングの内部における磁束密度の時間変化によって、リングに電流がながれるが、切れ目はコンデンサの役割を果たすので、この構造は有限の周波数で共鳴応答を示し、共鳴の高周波数側に負の透磁率を示す周波数領域が生まれる。しばしば逆の位置にカットをもつリングを大小二つのリングを組み合わせるのは強い電気的な応答が生じるのを抑えるためである。しかし、大小の２重リングからなる構造
は対称性が悪いため、共鳴は磁気応答と電気応答が混合した複異方性(bianisotropy)をもったものになっている5)。

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図３：(a) 金属円筒の磁気応答、(b) 分割リング共振器、(c) 最初の負の屈折率メタマテリアルの模式図

負の誘電率
赤外から可視にかけて、多くの金属の誘電率は負であるが、マイクロ波領域
で負の誘電率をもつ自然界の物質は知られていない。金属のプラズマ周波数以下であれば、プラズマ応答をするのは人工媒質を作らずとも当たり前であると思われる方もいるかも知れない。しかし、マイクロ波領域の振動数は金属の緩和定数よりも小さく、Hagen-Rubens領域と呼ばれる、誘電率が純虚数の世界である。金属を細線に分割し、有効電子密度を下げるとともに、インダクタンスが上がって電子の有効質量が大きくなることを利用して、有効プラズマ周波数を紫外線領域からマイクロ波領域に下げてそれを実現できる6)。
マイクロ波領域における負の屈折と結像の実験的検証
負の屈折率を示す最初のメタマテリアルは図３(c)のように、負の透磁率を示す分割リングを組み合わせることにより、2000年にマイクロ波領域で実現された7)。負の屈折率をもつことは、分割リングのみでは透過しない周波数帯が、金《講義ノート》

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属線と組み合わせることで透過するようになることから結論された。
2001年にはメタマテリアルの最初の屈折実験が行われた8)。分割リングと金属
ワイアをプリントした基板を井桁仕切り状にならべることにより、平面内で等方的（4回対称）なプリズムを作製し、導波路でマイクロ波を照射し、負の屈折を示すように設計された構造体と通常の物質であるテフロンを比較して、負の屈折を実証した。負の屈折現象自体は格子定数が大きく、回折が存在してメタマテリアルとは見なせないフォトニック結晶においても見られる場合がある9)。
負の屈折は日常観察することができない現象なので、多くの議論を生み出した。Huygensの原理によって作図を行うと外側の光線は一瞬のうちに有限の光路
差に追いつかなくてはいけないように見える。２つのわずかに異なった周波数の光を干渉させ、干渉面が負の屈折率をもった媒質においてどのようになるかを調べ、干渉の方向を群速度の方向、したがってエネルギーの流れの方向と考えて負の屈折について批判10)がなされたが、しかしその後、干渉縞の方向と群速度の方向は一般に異なりエネルギー流れは確かに負の屈折をすること11)、時間領域の計算から屈折方向が定まるには有限の時間がかかること12)が数値計算によって示され、現在では負の屈折が現実的なものであることが広く認められている。
人工電磁媒質の粗視化
そもそも物質中で比誘電率や比透磁率が１からずれるというのはどういうことであろうか？物質は一様なものではなく、原子や分子から成り立っていることを我々は知っている。真空中と異なり、物質に電磁場を照射した場合、微視的にみれば、電磁場は印加したものとは全く異なるものとなるが、Maxwell方程式にあらわれる電場、電束密度、磁場、磁束密度はそれを「平均」したものであり、誘電率は電場と電束密度の、透磁率は磁場と磁束密度の比である。平均の取り方にはいくつもの方法があるが、そのような取り組みのひとつ13)を紹介する。有効透磁率μはBave = µ µ0 H aveのように定義されるが、もしも平均のとり方が磁束密度と磁場で同じであるな
ら、透磁率は１となってしまう。しかし、人工構造の（波長より十分に小さい）構造単位に対してMaxwell方程式の積分形を考えてみると、∫ E⋅ dℓ = iω ∫ B⋅ dS;∫ H⋅ dℓ = −iω ∫ D⋅ dS

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ε eff ≡kd
kd
ε ; µeff ≡µsin(kd)sin(kd)などとすると、通常の分散関係をみたす。 ε , µ の前の因子は単位胞の大きさの有限性からに由来する補正項であり、が波長に比べて十分に小さければε eff , µeff は ε , µ に一致する。
透磁率が１の物質だけから成り立っているにも関わらず、有効透磁率が１から変化しうる理由は、 の定義式からわかるように、単位構造の中の場が不均一であるからである。
光領域のメタマテリアルデザイン
SRRの変形による短波長化
サブ波長分解能を実現する完全レンズの議論はマイクロ波領域よりも波長の短い可視光領域での利用価値が高い。そこでより短い波長で負の屈折を実現することに対する競走が生じた。しかし分割リングと細線の組み合わせをスケー
ルダウンするだけでは光領域の負の屈折の実現は難しい14)。周波数が高くなる
につれ金属は完全導体ではなくなり、電場が金属中に侵入するため損失が大きくなるからである。
分割リングの構造を最大限に抽象化すると金属板片を誘電体で挟んでならべた構造に行き着く。実際このような構造で、近赤外での透磁率共鳴、負の屈折の実現に成功している15,16)。一方図５に示すような、金属誘電体金属の3層構造に正方配列の孔をあけた構造（ダブルフィシュネット構造）は誘電率が負である領域が広く、負の屈折率の実現に有利である17)。この構造は金属/誘電体/金属のサンドイッチ構造とバビネ相反の関係にある。性能係数（屈折率の虚部に対する実部の比）が３の共鳴18) や780nmの光での負の屈折が報告されている19)。
短波長化が可能となった理由は構造の単純化、損失の少ない銀の使用、デザインの最適化にある。
金属/誘電体/金属のサンドイッチ構造は有効透磁率の共鳴を持つが、負となる部分が誘電率の共鳴と重ならないため負の屈折率を示さない。しかし金属部分の位置をずらすことで、電荷の反発を抑制し、共鳴周波数を制御し、負の屈折を示すようにすることができる20)。このようなシフトバー構造は負の屈折率を示す分子とみなすことができ、負の屈折率を示す等方的なバルク構造を実現する方法として注目される。

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図５：ダブルフィッシュネット構造
における

(a)

平面図

(b)

平面図

(c) 共鳴成分の分布

薄膜試料における有効誘電率、透磁率の決定
光領域では３次元的な構造を作製するのが極めて困難であるので、負の屈折率は間接的な方法で確認せざるを得ない。このためには以下のような、実験的に複素透過率と複素反射率を実験的に測定することで、有効誘電率と有効透磁率を決定する方法21)がよく用いられている。与えられた構造に対して転送行列を用いると複素透過率 と複素反射率 が得られる。これを再現するような一様な有効媒質があったとして、その誘電率と透磁率を決定するという考え方である。
複素透過率、複素反射率から有効誘電率、有効透磁率を求める方法を以下に示す。真空から屈折率の基板の上に作製された厚さ のメタマテリアルに垂直入射する場合を考える。メタマテリアルの有効屈折率と有効インピーダンスを
n, Z 、真空中の波数を k0 ≡ ω /c とすると：

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分野で知られていた後進波との関係が指摘された。これを屈折が議論できるよ
うにItoh25,26)とEleftheriades27) は独立に2次元に拡張した。伝送回路線路網の考え方では通常の導波路の等価回路のLとCをいれかえたデュアル回路がハイパ
スフィルターとなることに注目し、ある周波数領域で群速度と位相速度が逆向きとなる、左手系の振る舞いをすることを示した。
以下の議論のために、抵抗、インダクタンス、キャパシタンスのもつインピーダンスを復習しておこう。

V = RI

∴Z =

dI
dt

⇒

V =L

V
=R
I
V = jωLI ∴Z =CV = ∫ Idt : CV˙ = I ⇒

V
= jωL
I

jωCV = I

∴Z =

V
1
=
I
jωC

次に微小回路の繰り返しによる回路網の電圧と電流の関係を求めるために、
単位長さあたりのインピーダンスとアドミッタンスを Zʹ′, Y ʹ′ とすると、⎧ d 2 I⎧ dI⎪⎪ 2 = −Y ʹ′Zʹ′I⎪ = −Y ʹ′V
In - In +1 = Y ʹ′ΔzVn ⎫⎬ ⇒ ⎨ dz⇒ ⎨ dz
2
Vn -V n +1= Zʹ′ΔzIn +1 ⎭⎪ d V = −Zʹ′Y ʹ′V⎪ dI = − Zʹ′I⎪⎩ dz 2⎩ dz
V = eγz とすると γ 2 = Y ʹ′Zʹ′ であることがわかる。

これを Maxwell の波動方程式と比較してみよう。
t

t

(

)

E= ( E x , 0, 0), H= 0, H y , 0
−

dH y
dz

= jωεE x ;dE x= − jωµH ydz⎛ E x ⎞ ⎛V ⎞ ⎛ Zʹ′⎞ ⎛ jωµ⎞⎜ ⎟ ⇔ ⎜ ⎟; ⎜ ⎟ ⇔ ⎜⎟⎝ H y ⎠ ⎝ I ⎠ ⎝Y ʹ′⎠ ⎝ jωε ⎠と対応することがわかる。
通常の伝送線路は Zʹ′ = jωL,Y ʹ′ = jωC
2だから

β = −Y ʹ′Zʹ′ = −( jωL)( jωC) = ω 2 LC

∴ β = ±ω LC

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ここで L と C を入れ替えた系を想定してみると
Zʹ′ = 1/ jωC;Y ʹ′ = 1/ jωL,±1
ω LC

β 2 = −Y ʹ′Zʹ′ = 1/ω 2 LC

∴β =

Y ʹ′
1
= − 2 < 0;
jω
ω Lʹ′

Zʹ′
1
=− 2 <0
jω
ω Cʹ′

このとき

ε=

µ=

であるから、誘電率と透磁率が同時に負である場合に対応する。
現実には物理的な長さや浮遊容量によって必ず右手系の成分が存在するため、左右混合した系が実現される。負の屈折をしめすバンド幅はカットオフ周波数とシリーズ（直列）またはシャント（並列）のLC共鳴のうち低いほうの周波数で決まり、SRRで達成されるバンド幅に比べてずっと大きくなる。これは単位胞同士の電磁的結合が強いことに由来している。固体電子論において、無機結晶の電子バンド幅が分子結晶のバンド幅にくらべてずっと大きいことに対応する現象である。
左手形を実現するための、もう一つの回路的アプローチは、負のインダクタ
ンスと負のキャパシタンスを用いることで、これはオペアンプを用いた Negtive
Inpedance Converter 回路を利用して実現することができる。このような回路
は Foster のリアクタンス定理に反することから non-Foster 回路と呼ばれる 28)。
２）サブ波長構造のデザインと波動伝搬、近接場
金属の光学応答
金、銀、アルミニウムなどの金属は高密度の自由電子を多く含み、光に対して負の誘電率をもった物質として振舞う。これをあらわすモデルとして、光電場によって励起される復元力のない振動子の運動方程式を考える。
mx˙˙ + mγx = qE 0e −iωt
これを解くと

x=−qE 0e −iωtm(ω 2 + iγω )このような振動子が単位体積当たりにＮ個あることによって生じる分極は《講義ノート》

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P = Nqx =−Nq 2 E 0e −iωtm(ω 2 + iγω )⎛⎛ω 2p ⎞Nq 2 E 0e −iωt ⎞
D = ε 0 E + P = ε 0 ⎜1 −⎟ E⎟ ≡ ε 0 ⎜1 −2⎝ mε 0 (ω + iγω ) ⎠⎝ ω (ω + iγ ) ⎠ω 2p
ε m (ω ) ≡ 1 −;ω (ω + iγ )

Nq 2
ω ≡
mε 0
2
p

このような金属のモデルを Drude モデルと呼ぶ。緩和定数γが小さいとして無視すると、では誘電率は負の実数となる。一方、通常透磁率は正の実数（実際のところ１）なので、光は波として伝播しない。なお現実の金属はもう少し複雑で、自由電子だけで現象を理解することはできない。たとえば金の場
合 5d から 6s への遷移が 520nm から生じ、金に特有な色を呈する。
表面プラズモン：分散関係、電磁場分布
金属と誘電体の界面の電磁場モードを考えよう。
られる金属が、にに ε m (ω ) < 0 で特徴付けの誘電体が広がっているとする。磁場が界面に局在し、伝播するようなモードがあると仮定し⎧ H 0e −αz +iβx −iωt (z > 0)
H = ⎨
+ γz +iβx −iωt(z < 0)⎩ H 0e

H = (0,H,0);とおくと、これは波動方程式ε ∂ 2H∇H= 2 2c ∂t2を満たすから、

β 2 − α 2 = ε d ω 2 /c 2 ; β 2 − γ 2 = ε mω 2 /c 2
これに対応する電場は Maxwell 方程式を用いて計算できる。
⎛ ∂x ⎞ ⎛ 0 ⎞ ⎛ −∂z H ⎞⎜ ⎟ ⎜ ⎟ ⎜⎟−iωε E = ∇ × H = ⎜ ∂y ⎟ × ⎜ H ⎟ = ⎜ 0 ⎟⎟⎜ ⎟ ⎜ ⎟ ⎜⎝ ∂z ⎠ ⎝ 0 ⎠ ⎝ ∂x H ⎠Ex =1 ⎧ (α /ε d )H (z > 0)⎨iω ⎩(−γ /ε m )H (z < 0)における境界条件より

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可能となる。
誘電率と透磁率が-1で、屈折率が-1であるような平面スラブの真空に対する反射率は0であり、透過率は exp(−ikz d) となる。これからまず伝搬波については、
スラブ前後の空気中の位相変化
exp(+ikz x)exp(+ik z (d − x)) = exp(+ik z d)をスラブ内部での位相変化が打ち消すために、物体面
から像面 z = 2d までのトータルな位相変化が0となることがわかる。一方、エバネッセント波は正の虚部 kz = iκ をもつから、自由空間で減衰したエバネッセント波は負の屈折率をもつスラブの中で振幅が大きくなることを意味している。この現象はしばしば「増幅」と呼ばれるが、エバネッセント波はエネルギーを伝搬しないからエネ
ルギーが増加しているわけではない。表面に局在したモードをその端において励起しているに過ぎない。このように伝搬波もエバネッセント波も像面で同じであるから、像を再構成するすべての情報はそろっていることになる。その意
味で負の屈折率（真空とインピーダンスマッチさせる場合は誘電率-1、透磁率-1で屈折率-1）をもつスラブを完全レンズと呼ぶ。界面におけるエバネッセン
ト波の大きなエネルギー密度はFabry-Perot共振器の中の高い電場強度と同様に、時間をかけて蓄積される。完全レンズの条件は正負の屈折率物質の界面で電気的表面プラズモン（波数と磁場が垂直）と磁気的表面プラズモン（波数と電場が垂直）が同時に存在する条件と等価である。
伝搬波だけでなく、エバネッセント波も完全に再現されるため、光源のもつすべての情報が転送されることになるため、完全レンズと呼ばれる。完全レンズがあれば、波長以下の情報も伝えられるため、解像度の限界を破ることができると考えられ、イメージングや微細加工の応用につながると考えられて、2000
年ころ大いに注目され、メタマテリアルが広く認知される契機となったたが、このような理想的な現象が起こるためには ε = µ = −1 が正確に満たされていなくてはならず（ごくわずかな虚部も現象を損なう）、完全レンズの実現は現実的ではないと考える研究者が最近は多くなっている。
損失を０にして完全レンズを実現するために、光学利得を導入することが提案されている。完全レンズの条件が満たされていなくてもある程度の解像度は可能であり、これをスーパーレンズと呼ぶ。うまくデザインされたメタマテリ
アルを用いれば、SNOMを並列化して、実時間のサブ波長イメージングが可能となることが期待される。
準定常極限と銀レンズ
光領域でεとμを同時に実数－1にするのは難しい。ペンドリーは問題とする構造のスケールが光の波長よりもずっと小さければ、p 偏光の透過率は無関係となり、誘電率の条件 ε = −1のみが有効となることを指摘した。すなわちただの《講義ノート》

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ので、屈折させようと思うと、必ず反射を伴う。しかし、人工構造をうまくデザインすると、誘電率も透磁率も変えられるので、反射なしに屈折させるような可能性が生じる。
2006 年に Leonhardt35)と Pendry ら 36) は独立に光の進路を自由に設計する手法を理論的に示した。光は一様な媒質ではまっすぐ進むが、誘電率と透磁率が空間的に変化すると曲がった軌跡をたどる。蜃気楼は不均一な温度分布による屈折率の不均一分布によって光の進路が曲がるために起こる現象である。また重い天体の側を光が通る時、光が曲がることは一般相対論から説明される。天体が非常に重くなると光はそこから脱出できなくなって、ブラックホールと呼ばれるものになる。この現象は重力によって空間が歪むと考えることで理解できるが、その考え方を Maxwell 方程式に当てはめると、望みの光の伝搬を実現
するには誘電率と透磁率の空間分布がどのようになればよいかを示すことができる。一様な媒質の内部を変形させて孔を作るような座標変換を考える。このような変換を行なっても Maxwell 方程式の形そのものは変わらないが、誘電率と透磁率は影響を受ける。そのような空間分布をもった誘電率と透磁率をデザ
インしてやれば、孔の中に光が到達することはないはずである。原理検証は理論が発表されてから、わずか５ヵ月後にサブ波長構造を作るのが容易なマイク
ロ波領域で行われた 37)。同心円筒の構造物で、円筒の表面には一種の分割リングが並べてある。分割リングの形状を微妙に変化させることによって、透磁率の動径成分を半径に依存させて変えている。この構造に平面的なマイクロ波を照射すると、クローク領域がない場合は円筒の背後に影が生じるが、円筒をク
ローク構造で囲むとその中をマイクロ波が迂回して、波面が乱れず平面波として透過する。すなわちマイクロ波において、透明マントは実現されたことになる。ただ、このようなクローキングは設計した周波数においてのみ有効である。
人間の目は 400-700nm の広い範囲の光に対して感度を持つため、人間の目に対して透明に見えるように設計することは、今のところ現実的ではない。劇場などでコートや手荷物などを預けるところをクロークと呼ぶが、これは目の前から消すということから来ているようである。
光メタマテリアルの作製と評価
光の波長より小さい構造を作るために、現在よく使われる手法は、スパッタによる薄膜形成と電子線リソグラフィーによる構造作製である。スパッタとはプラズマ状態にあるイオンを加速電圧を与えて原料のターゲットにぶつけ、ターゲットの材料を飛ばして、近くにある基板に堆積する方法である。ターゲッ
トを順次交換することによって、厚さ数 10nm の薄膜を重ねた多層膜が作製できる。電子線リソグラフィーでは、このようにして作製した多層膜の上にレジ《講義ノート》

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ストと呼ばれる電子線に感光するポリマー薄膜をつけ、高い電圧をかけた電子
線を細く絞り、偏向させることで、パターンを描く。電子はポリマーを架橋したり（ネガ型の場合）、結合を切ったり（ポジ型の場合）するため、これを現像液につけて、不要な部分を除去する。次にこれをマスクとして、ドライエッチ
ングを行い、露出した部分を削り、最後に残ったレジストを除去して構造を完成させる。この方法によれば 10nm 程度の精度で 1mm 角程度の任意の２次元構造を作製することができる。
このほかに、押し付けることで形状を転写するナノプリント、光硬化樹脂をレーザで直接描画する方法などが行われている。
Mach-Zehnder 干渉計による可視光領域における位相測定
可視光領域では通常光の強度のみを測定して、位相情報は用いない。位相情報を得るためには、干渉計を用いる必要がある。ここでは Purdue 大学で開発された方法 22)を発展させた、我々の研究室で用いている方法を紹介する。

図８：

Walk-off プリズムを用いた Mach-Zehnder 干渉計

図８は Mach-Zehnder 干渉計の模式図である。光源としてはハロゲンランプ
を用い、Walk-off プリズムと 1/2 波長板を用いてビームを二つに分割し、元に戻している。二つのアームの片方に試料を入れ、液晶リターダに印加する電圧を変えながらスペクトルを測定し、それを解析することで位相スペクトルを得る。具体的な例を用いた解析については、講義の際に説明する。

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３）光物性の対象としてのメタマテリアル：物性のデザイン
サブ波長構造による発色
金属薄膜に周期的に小さな穴を開けると特定の波長で大きな透過が得られる。
これを利用したカラーフィルターが報告されている 38)。
また、金属薄膜の上に絶縁体層を挟んで金属グレーティングを配した構造では、穴がないにもかかわらず特定波長で大きな透過が得られる 39)。
メタ表面
メタマテリアルの考え方はバルクの電磁応答を特徴付ける誘電率、透磁率といったパラメタを人工構造によって制御するものであるが、金属と光の相互作用は非常に大きいため、非常に薄い層で大きな位相変化を達成し、その結果伝
播方向を制御することができる 40)。
非線形光学効果のデザイン
物質の応答に非線形性があると、角振動数ωの光に対し、２ωで振動する分極 と 静 的 な 分 極 が 発 生 す る 。 前 者 を 第 二 高 調 波 生 成 （ Second Harmonic
Generation）、後者を光整流（Photo-Rectification）と呼ぶ。このような現象は物質に反転対称性を欠く場合に生じる。これを特徴付ける非線形感受率は

χ(2) (2ω ) = Δ SHG χ(1) (2ω )( χ(1) (ω ))χ(2) (0) = Δ PR χ(1) (0)( χ(1) (ω ))22の形をしており、 Δ SHG ,Δ PR は物質によって変わらずほぼ一定であることが経験的に知られている（Miller 則）41)。
このことは現象論的な非線形振動子模型から導くことができるが、非線形ポ
テンシャルの大きさが物質によらずにほぼ一定であること意味している。ごく最近の報告によるとメタマテリアルではこの式はそのまま当てはまらない 42)。
これは場所によって応答が異なるからであり、メタマテリアルの自由度によって、はるかに大きな非線型性が生じる可能性を示している。
金属周期構造による光整流
２次の光学非線形性は反転対称性がない場合に存在できる。人工構造によって光の波長程度でのスケールで反転対称性をくずすことで、斜入射の円偏光励起で偏光の回転する方向によって、入射面に垂直方向の光起電力の符号が反転する現象が報告されている 43)。

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今後の展望
これまでに示したように、物質の電磁パラメタはサブ波長構造のデザインによって、大きく変化させることができる。このとき、電磁場のシミュレーショ
ンは重要である。その上で物理の本質を捉えるためには、モデル化が必要となる。今回の講義で学んだ知識が皆さんの研究を進める上で、何らかの参考になれば幸いである。最後に日本語で読める関連図書を紹介しておく 44-46)。

文献1) S.A. Ramakrishna:“Physics of negative refractive index materials,” Rep. Prog.
Phys.68, (2005)449.
2) V. G. Veselago: “The electrodynamics of substances with simultaneously negativevalues of ε and µ ,”Soviet Physics USPEKHI, 10(1968)509.
3) L.D.ランダウ、V.M.リフシッツ「連続媒質の電気力学２」（東京図書, 1983）.
4) J.B. Pendry, A.J. Holden, D.J. Robbins, and W.J. Stewart : “Magnetism from
Conductors and Enhanced Nonlinear Phenomena,” IEEE Trans. on Microwave
Theory and Tech., 47(1999)2075.
5) R. Marques, F. Medina, R. Rafii-El-Idrissi, “Role of bianisotropy in negative
permeability and left-handed metamaterials”Phys.Rev.B 65(2002)144440.
6) J. B. Pendry, A. J. Holden, W. J. Stewart, I. Youngs: “Extremely Low Frequency
Plasmons in Metallic Mesostructures,” Phys. Rev. Lett., Vol. 76, (1996) 4773.
7) D. R. Smith, Willie J. Padilla, D. C. Vier, S. C. Nemat-Nasser, and S.
Schultz :”Composite Medium with Simultaneously Negative Permeability
andPermittivity,” Phys. Rev. Lett., 84(2000) 4184.
8) R. A. Shelby, D. R. Smith, S. Schultz: “Experimental Verification of a NegativeIndex of Refraction” , Science, 292(2001) 77.
9) M. Notomi, “Theory of light propagation in strongly modulated photonic crystals:
Refractionlike behavior in the vicinity of the photonic band gap, ” Phys. Rev. B62(2000)10696.

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10) P. M. Valanju, R. M. Walser and A. P. Valanju : “Wave refraction in negative-index
media: Always positive and very inhomogeneous,” Phys. Rev. Lett. 88(2002)
187401.
11) D.R. Smith, D. Schurig and J.B. Pendry, “Negative refraction of modulated
electromagnetic waves,” Appl. Phys. Lett. 81(2002)2713.
12) S. Foteinopoulou, E. N. Economou, and C. M. Soukoulis , “Refraction in Media
with a Negative Refractive Index,” Phys. Rev. Lett.90 ( 2003) 107402 .
13) D.R. Smith and J.B. Pendry: “Homogenization of metamaterials by field averaging,”
J. Opt. Soc. Am. B23 (2006)391.
14) A. Ishikawa, T. Tanaka, and S. Kawata, "Negative Magnetic Permeability in the
Visible Light Region," Physical Review Letters 95(2005) 237401.
15) V. M. Shalaev, W. S. Cai, U. K. Chettiar, H. K. Yuan, A. K. Sarychev, V. P.
Drachev, and A. V. Kildishev, "Negative index of refraction in opticalmetamaterials," Optics Letters 30, 3356 (2005).
16) S. Linden, C. Enkrich, G. Dolling, M.W.Klein, J. Zhou, T. Koschny, C.M.Soukoulis,
S. Burger, F. Schmidt and M. Wegener: “Photonic Metamaterials: Magnetism at
Optical Frequensies,” IEEE J. Selected Topics in Quantum Electronics 12(2006)1097.
17) S. Zhang, W. J. Fan, N. C. Panoiu, K. J. Malloy, R. M. Osgood, and S. R. J. Brueck:"Experimental demonstration of near-infrared negative-index metamaterials,"
Phys.Rev. Lett. 95(2005) 137404.
18) G. Dolling, C. Enkrich, and M. Wegener C. M. Soukoulis and S. Linden: ”Low-loss
negative-index metamaterial at telecommunication wavelengths,” OPTICSLETTERS 31(2006) 1800.
19) G. Dolling, M. Wegener, C. M. Soukoulis, and S. Linden, "Negative-index
metamaterial at 780 nm wavelength," Optics Letters 32, 53 (2007).
20) B.Kante, Kevin O’Brien, Avi Niv, Xiaobo Yin, and Xiang Zhang,“Proposed
isotropic negative index in three-dimensional optical metamaterials”, PHYSICALREVIEW B 85, 041103(R) (2012).

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21) D. R. Smith, S. Schultz, P. Markos and C. M. Soukoulis :“Determination ofeffective permittivity and permeability of metamaterials from reflection andtransmission coefficients, ” Phys. Rev. B65(2002)195104.
22) V.P. Drachev, W. Cai, U. Chettiar, H.-K. Yuan, A.K. Sarychev, A.V. Kildishev, G.
Klimeck, and V.M. Shalaev:” Experimental verification of an optical negative-index
material,” Laser Phys. Lett. 3 (2006) 49.
23) G. Dolling, C. Enkrich, M. Wegener, C. M. Soukoulis, and S. Linden:"Simultaneous negative phase and group velocity of light in a metamaterial,"
Science 312, 892-894 (2006).
24) “Electromagnetic Characterization of Nanostructured Materials,”
http://econam.metamorphose-vi.org/index.php?option=com_docman&task=doc_do
wnload&gid=260&Itemid=24
25) L. Liu, C. Caloz, C. Chang, T. Itoh: “Forward coupling phenomena between
artificial left-handed transmission lines, ” J. Appl. Phys. 92 (2002)5560.
26) A. Sanada, C. Caloz and T. Itoh, “Planar Distributed Structures With Negative
Refractive Index, ” IEEE Trans. Microwave Theo. and Tech. 52 (2004)1252.
27) A. Grbic and G.V. Eleftheriades, “Experimental verificiation of
backward-wave radiation from a negative refractive index metamaterial.”
J. Appl. Phys. 92 (2002) 5930.
28) S. Hrabar, I. Krois, I. Bonic and A. Kiricenco, “Negative capacitor paves the way toultra-broadband metamaterials,” Applied Physics Letters 99, 254103 (2011).
29) X. Luo and T. Ishihara, “Surface plasmon resonant interference nanolithography
technique,” Applied Physics Letters 84, 4780 (2004).
30) J.B. Pendry, “Negative refraction makes a perfect lens,” Phys. Rev. Lett., 85(2000) 3966.
31) N. Fang, H. Lee, C. Sun and X. Zhang, “Sub-Diffraction-Limited Optical Imaging
with a Silver Superlens”, Science 308(2005)534.
32) Z. Liu, H. Lee, Y. Xiong, C. Sun and X. Zhang, “Far-Field Optical Hyperlens
Magnifying Sub-Diffraction-Limited Objects,” Science 315, 1686 (2007).

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33) Y. Tamayama, T. Nakanishi, K. Sugiyama and M. Kitano, “Observation ofBrewster’s effect for transverse-electric electromagnetic waves in metamaterials:
Experiment and theory, ” Physical Review B 73, 193104 (2006).
34) R. Watanabe, M. Iwanaga and T. Ishihara, “s-polarization Brewster’s angle ofstratified metal-dielectric metamaterial in optical regime,” physica status solidi (b)245, 2696 (2008).
35) U. Leonhard, “Optical Conformal Mapping,” Science 312, 1777 (2006).
36) J. B. Pendry, D. Schurig, D. R. Smith, “Controlling Electromagnetic Fields,”
Science 312, 1780 (2006).
37) D. Schurig, J. J. Mock, B. J. Justice, S. A. Cummer, J. B. Pendry, A. F. Starr, and D.
R. Smith, "Metamaterial electromagnetic cloak at microwave frequencies," Science
314, 977-980 (2006).
38) D. Inoue, A. Miura, T. Nomura, H. Fujikawa, K. Sato, N. Ikeda, D. Tsuya,Y.
Sugimoto, and Y. Koide, “Polarization independent visible color filter comprisingan aluminum film with surface-plasmon enhanced transmission through a
subwavelength array of holes,” Applied Physics Letters 98, 093113 (2011).
39) W. Wang, D. Zhao, Y. Chen, H. Gong, X. Chen, S. Dai, Y. Yang, Q. Li, and M. Qiu,
"Grating-assisted enhanced optical transmission through a seamless gold film",
Optics Express, 22, 5416 (2014)40) N. Yu, P. Genevet, M.A. Kat, F. Aieta, J.P. Tetienne, F. Capasso, Z. Gaburro,“Light propagation with phase discontinuities: generalized laws of reflection andrefraction, ” Science 334, 333 (2011).
41) 服部利明 著 「非線形光学入門」 p.81 裳華房 （2009）.
42) K. O’Brien, H. Suchowski, J. Rho, A. Salandrino, B. Kante,, X. Yin and X. Zhang,“Predicting nonlinear properties of metamaterials from the linear response, ” Nature
Materials 14, 379 (2015).
43) T. Hatano, T. Ishihara, S.G. Tikhodeev, N.A. Gippius, “Transverse Photovoltage
Induced by Circularly Polarized Light,” 103, 103906 (2009).
44) 「メタマテリアルの技術と応用」 石原照也監修、シーエムシー出版（2011）.

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45) 「光メタマテリアルの基礎」 M.A.Noginov and V.A.Podolskiy 著、木村達也訳、丸善出版（2014）.
46) 「光メタ表面材料―表面ナノ構造の光学―」 A.A. Maradudin 編、木村達也訳、オーム社（2014）.