は じ め に当研究所は、1987 年の創立以来、レーザーおよびその関連産業の振興を図り、我が国の学術の進展と科学技術の発展に貢献することを目的として、レーザーとその応用に関する研究開発、調査、情報の収集・提供、人材の養成などの事業を鋭意推進してまいりました。この間、関係省庁、産業界、ならびに大学、研究機関の皆様方から、多大なご指導、ご支援を賜りましたこと、心から深く感謝申し上げます。
現在、世界は大変革の時代を迎えており、近年の科学技術は、その発展とも相まって瞬
く間に経済・社会のルールを変化させ、人々のライフスタイルや社会と人間の在り方にまで影響を及ぼしています。このような環境のもと、平成 28 年 1 月に閣議決定された第 5期科学技術基本計画では、これらの激しい変化の中で、日本が科学技術イノベーションをリードし、国内問題を克服し、さらには世界の発展に寄与することが求められています。
我々は創立以来、基礎研究の結果を産業界に役立てることを使命とし、レーザーの高性能化研究や、電力・原子力、環境・宇宙、物質・材料、生命科学、建築・土木などの幅広い分野におけるレーザー応用研究を行ってまいりました。これらの分野の何れもがレーザ
ー技術の極めて重要な要素であることは論を待ちませんが、さらに、これらの分野を越え、時に国境を越え、研究成果の共有・相互利用を促進できるような仕組みとして専門横断的に人と人とが繋がるチーム制を取っています。オープンなディスカッション環境で研究を進めると共に様々な組織とのダイナミックな共同研究を通じて新たな知識や価値を創出し広く社会に貢献する所存でございます。
そのために、当研究所は、レーザー技術開発において、未来に果敢に挑戦し、牽引的役
割を果たすべく全力で研究活動を行うと同時に、公益財団法人として、セミナーやシンポ
ジウムの開催、広報誌の発行などの事業を通じ、その成果を広く情報発信することに努めております。
この度、ここに平成 27 年度の研究成果と事業活動をまとめて、研究所年報第 28 巻を発行することができました。何卒ご高覧の上、ご助言、ご指導くださいますようお願い申し上げます。
平成 28 年 7 月

公益財団法人レーザー技術総合研究所
理事長
大 石 富 彦ILT2016 年報（Annual Progress Report 2015-2016）
目
は

じ

め

次

に

研 究 報 告 書
レーザーエネルギー研究チーム
テラヘルツ波によるポリマー碍子非破壊診断

レーザープロセス研究チーム
CFRP レーザー加工のパルス幅、波長依存性
High-power coherent beam combining (CBC): Beam quality and coupling efficiency in CBC
水中レーザーリモートセンシングに向けた水溶存ガスのラマン分光
災害現場での有害物質検知に向けたダブルパルス LIBS の開発

レーザー計測研究チーム

1
5
9
15
19

レーザーを用いたインフラ構造物の健全性評価技術

22

Laser technology for remote inspection of highway bridges. Laboratory and field tests

25
30
36

レーザーによる水中コンクリート構造物内部欠陥検出技術の開発
コンクリート欠陥検査のためのレーザー高速掃引技術の開発

レーザーバイオ化学研究チーム
フェムト秒レーザー計測による D-アミノ酸酸化酵素の機能阻害効果の研究
Carbonyl motion of the photoactive yellow protein (PYP) chromophore probed
by ultrafast circular dichroism
液中レーザーアブレーションによるナノ粒子作製：酸化亜鉛の還元・ナノ化と空気電池への応用

理論・シミュレーションチーム
極端紫外光源スズドロップレットのダイナミクス
高速点火における外部印加磁場の時間発展
レーザー核融合炉液体壁チェンバー内の金属蒸気の挙動の解析
レーザーピーニングにおける残留応力生成の解析

レーザー技術開発室
誘電体多層膜偏光子のレーザー損傷耐性データベース

39
43
48
53
56
59
63

67

発表論文リスト
事 業 報 告 書
組
織図
構 成 員 一 覧評議員
理 事 ･ 監 事
評議員選定委員
企 画 委 員賛 助 会 員

73
87
103
104
109
110
111
112
113

お

115

わ

り

に

研 究 報 告 書

テラヘルツ波によるポリマー碍子非破壊診断
レーザーエネルギー研究チーム 1、レーザー技術開発室 2
李大治 1、本越伸二 2
２．テラヘルツ波発生・計測装置

１．はじめにテラヘルツ波は周波数でいうと 0.1～10 THz、波長に我々は、前年度に構築したサンプル表面にテラヘルツ

換算すると 3 mm～30 µm 程度で、電波と赤外光の間に波を斜めに入射・反射させる光学系を改良して図1に示当たる領域の電磁波である。テラヘルツ波の最大の特徴

す垂直入射・反射測定系を構築した。テラヘルツ波発生

は、光と電波の両方の長所を兼ね備えていることにある。

と検出の両方にダイポール型光伝導アンテナを採用し物質中や大気中の伝播特性は電波に近く、指向性やコヒた。
フェムト秒チタンサファイアレーザー装置（波長800ーレンシーを持つことから光にも近いと言える。また、

nm、100 fs、80 MHz）から出力された約40 mWのレーザ電波に比べて周波数が非常に高く、光に比べると透過特ー光は、半透過鏡(Splitter 1)により励起光とプローブ光性に優れているなど、電波や光にはない特長を持つ。そに分けられる。励起光は、アンテナの前に設置した集光のため、プラスチックや紙等に対する透過率が高い、生レンズ(Lens 1)により、光伝導アンテナ(Emitter)のギャ

体に害を与えない、材料物性を調べるのに有用であるな

ップ（5 μm幅）に集光する。20 V（Rep. 99 kHz）のバイ

ど様々な応用が期待されている。しかし光源や検出器とアス電圧を印加することにより、テラヘルツ帯の電磁波もに適切なものがなかったため、電磁波利用における谷を発生させた。放射されたテラヘルツ波は、放物面鏡間とも呼ばれてきた。現在、テラヘルツ波の発生方法と(Parabolic mirror 1)により、平行波にした。その後、テして、様々なものが提案されている 1,2)。大型のシンク

ラヘルツ帯半透過鏡(Splitter 2)、レンズ(Lens 2, 焦点距

ロトロン放射設備では、数 10 W のテラヘルツ波の発生

離30 mm)によって、サンプルの表面に集光した。サンに成功している。研究用としては、短パルスレーザーとプルから反射したテラヘルツ波はレンズ(Lens 2)、テラ

光伝導アンテナを用いた装置が、数 THz の電磁波を容

ヘルツ帯半透過鏡(Splitter 2)を通過し、放物面鏡易に得られることから現在広く使用されている。また、(Parabolic mirror 2) により検出用光伝導アンテナ

より小型のものとして、量子カスケード半導体素子や、(Detector)に入射させた。半透鏡によって分けられたプロ

非線形光学結晶を用いた差周波テラヘルツ波発生技術

ーブ光は、時間遅延光路を通過した後、検出用光伝導アなどが、積極的に研究されている。一方、テラヘルツ波を用いた診断応用では、電子部品、医薬品、文化財などの非破壊検査装置として実用化が進んでいる。電力設備
診断においても、ケーブルの絶縁層、遮熱コーティング
層、塗装下の鋼材発錆などを対象として、先行研究が行われている 3-5)。
我々は電力設備用の絶縁材料内部の非破壊検査や半導体内部に隠された欠陥や劣化の検査など、新しい非破壊・非接触センシング技術に関する研究に着手した。本稿では、反射型計測系を用いた研究の進捗状況を報告す
図1 THz波発生・計測装置概念図

る。

─1─

ンテナ(Detector)のギャップ上に集光される。サンプルでによるポリマー碍子の内部欠陥検出を想定し、模擬欠反射されたテラヘルツ波と検出用光伝導アンテナ上で陥検出の測定を行った。

時間的に一致した時に微弱電流を発生する。光伝導アンテナ上のプローブ光の時間は時間遅延光路(Delay)を制

3.1 ポリマー碍子からの反射波計測
図 3 に示すように、テラヘルツ波をサンプルに照射し、御することによって調整するため、プローブ光の遅延時間に対する微弱電流の変化は、テラヘルツ波の時間波形

表面や界面に反射された波形を計測した。
図 3 (a)はアルを意味する。得られた電流データは、パソコンへ転送さミニウム平板で、その表面からの反射波を参照信号とし、れ、独自で開発したデータ収集・処理・制御用ソフトに

図 4 の点線で示した。厚さ 4 mm のシリコーンゴム平板より、テラヘルツ波電場の波形を自動的に検出し、フーにアルミニウム平板を接着し図 3 (b)のような模擬サン

リエ変換することにより周波数スペクトルを同時に得

プルを製作した。テラヘルツ波を入射すると、シリコー

る。更に、サンプル移動ステージ（x:10 mm、y:10 mm）

ンゴム表面からの反射波とシリコーンゴム平板とアルと同期することにより、サンプル内部の欠陥や劣化等をミニウム平板との境界面からの反射波がある。その結果イメージ化することができる。図2に実験装置のテラヘを図 4 の破線で示す。サンプルに照射されたテラヘルツ

ルツ波の発生部、時間遅延光路、集光光学系、制御・解波は、シリコーンゴム表面で一部が反射された後、吸収析装置を示す。

され強度減衰しながらシリコーンゴム内を伝搬する。4mm 厚を伝搬後、アルミニウム表面でほぼ 100%反射さ

３．ポリマー碍子内部欠陥検出実験
近年、外被材にシリコーンゴムを用いたポリマー碍
子を適用した電力機器の使用が開始されているが、有機材からなるポリマー碍子の外部絶縁性能の経年変化についてはまだ十分な情報が得られていない。特に、ポリマーブッシングの FRP コアとシリコーンゴム外皮の剥離や水分の侵入については、外観の調査では確認できないことから、非破壊で内部の剥離等を検出する手法の開発が望まれている。我々は、テラヘルツ波

図 3 サンプル照射実験。(a) アルミニウム平板 (b) シリ

Amplitude (arb. unit)

コーンゴム／アルミ板 (c)ポリマー碍管サンプルref
gum+AL
real sample

0.6
0.4
0.2
0.0
-0.2
-0.4
-0.6
-0.8
-1.0
0

図 2 実験装置写真 (a)THz 発生アンテナ (b)遅延光路、(c)集光光学系 (d)制御・解析装置

10

20

30 40
Time (ps)50

図 4 テラヘルツ波反射の測定結果
─2─

60

れ、
更に吸収、
減衰しながらシリコーンゴム表面へ戻り、剥離欠陥を模擬した。また、穴の中に水を封入すること

反射信号として検出される。そのため図 4 の 52 ps に表により、浸水欠陥を模擬した。図 5 (b)は、前後を貼り合れる反射波信号は、4 mm 厚のシリコーンゴムを往復しわせた後の模擬サンプルの外観を示す。

た時間遅れと、アルミニウム表面の反射率にシリコーン

図 6 (a)は FRP 樹脂で封じない場合の反射時間波形のゴム内往復で減衰する強度を示す。実際のポリマー碍管

結果であり、シリコーンゴム板の表面（5 ps 付近）と裏から切り出したサンプルの写真と構造を図 3 (c)に示す。

面（50 ps 付近）からの反射ピークが確認され、裏面かシリコーンゴムの厚さは同じ 4 mm であり、計測されたらの信号はシリコーンゴムの吸収により減少すること

反射は図 4 の実線で示した。シリコーンゴムと FRP 樹も確認できた。また、2 つの反射波の時間差より、シリ脂の境界面で反射されたテラヘルツ波信号は図 3 (b)のコーンゴムの厚さが 4.1 mm であることが算出できたサンプルのアルミニウム境界面からの反射強度に比べ（シリコーンゴムの屈折率を 1.61 とした）。

て弱いことが確認された。シリコーンゴム表面の反射お

次に、FRP 樹脂で封じ 1 mm の隙間（空気）がある場

よびシリコーンゴム内を往復したときの吸収による減合の結果を図 6(b)に示す。シリコーンゴムの裏面反射

衰は、前述の図 3 (b)サンプルの場合と同じである。この（48 ps 付近）と FRP 樹脂の表面反射（55 ps 付近）が完

弱い信号強度はシリコーンゴムと FRP 樹脂の境界面の全に分離して確認できる。２つピークの時間差より 1.01

低い反射率に依存する。2 つの材料の境界面での反射率mm の隙間であることが求まり、アルミニウム板に空けは、それらの材料の屈折率差によって決定される。

た穴の肉厚約1 mmと一致することから反射波ピークの時間差よる隙間の算出が正しいことがわかる。
さらに、隙間に水を封入した模擬欠陥では、図 6 (c)3.2 模擬剥離、浸水欠陥
シリコーンゴムと FRP の間に剥離や水の浸透した場に示すように、シリコーンゴムと水の境界面からの反射合を想定し、模擬サンプルを作り、テラヘルツ波による信号の位相が反転することが確認できた。また、水と検出を行った。図 5 に製作した模擬サンプルを示す。厚

FRP 樹脂の境界面からの反射信号は、
テラヘルツ波が水さ約1mm のアルミニウム平板に直径10 mm の穴を一つに吸収されるため現れない。以上の結果より、シリコー空けた。アルミニウム板の前面に厚さ約 4 mm のシリコーンゴム板を密着し、後面の開口部をFRP樹脂で封じ、

図 5 ポリマー碍管剥離、浸水（水を封入した場合）欠

図 6 ポリマー碍管剥離模擬サンプルの反射波時間波

陥模擬サンプル。(a)サンプル構造 (b)サンプル写形。(a) シリコーンゴムのみ、(b) 1 mm の隙間（大真気）、(c) 隙間 1 mm に水を封じた場合
─3─

ンゴムとFRP樹脂が完全に密着している場合に比べて、波数 0.25 THz の成分を抽出して画像を行った。結果を隙間がある場合、水が浸入した場合では、反射波信号に

図 7 (b)に示す。時間 10 ps 付近にシリコーンゴム表面か違いがあり、この信号を確認することにより欠陥検出がらの反射波、時間 42 ps 付近に金属針からの反射波が確可能である。

認できる。反射波が現れた走査位置および表面波からの時間差より、金属針の埋設位置と太さを求めることが可能である。金属針からの反射強度プロファイルを図 8

3.3 金属異物検出
図 7 (a) に示すように、
ポリマー碍管内部に金属針（直に示す。
これにより、測定された金属針の反射波の幅は、径~0.7 mm）を埋設したサンプルを一次元走査した場合

約 1.68 mm で、実際の針の大きさ（直径~0.7 mm）よりのテラヘルツ反射波を計測することで金属探知の可能も大きい。この原因は、シリコーンゴムを透過できる低性を確認する実験を行った。
走査は図 7 (a)中の点線のよ

周波数成分のみを用いたことで空間分解能が低下した

うに、幅 4.5 mm、測定間隔 0.1 mm で行った。シリコーためである。また、材料の内部であることから、屈折率

ンゴムには、高周波数の成分が透過しにくいため、低周の影響でテラヘルツ波の収束径が大きくなったことも原因と考えられる。

４．まとめ
テラヘルツ波反射測定装置を構築し、ポリマー碍子の反射特性を研究すると共に、掃引走査装置を導入することによりサンプルの模擬欠陥検出が可能であることを明らかにした。今後、信号／ノイズ比の向上を図るとともに、実際のポリマー碍管の内部診断を行い装置の安定性、精度を評価する。
本研究は、関西電力からの受託研究により実施された。
また THz-TDS 装置構築および測定解析について、大阪
大学レーザーエネルギー学研究センターの中嶋誠氏、高図 7 ポリマー碍管の異物の一次元走査測定。(a)模擬ポ
リマー碍管欠陥サンプル、(b)走査反射振幅イメー

野恵介氏に多大な御指導を頂いた。この場を借りて感謝したい。

ジ（ノイズ除去後）
参考文献
1) テラヘルツテクノロジーフォーラム編: テラヘルツ技術総
覧,NGT，東京，2007.
2) 西澤潤一編著: テラヘルツ波の基礎と応用,工業調査会，東京，2005．
3) 福地哲生他.: 電気学会論文誌 A, 132, 166-172, 2012.
4) 布施一則他.: 電気学会論文誌 B, 134, 745-748, 2014.
5) N. Fuse, et al.: IEEE Trans THz Sci & Tech, 2, 242-249, 2012.

図 8 金属針部分（43 ps）の反射強度分布
─4─

CFRP レーザー加工のパルス幅、波長依存性
レーザープロセス研究チーム
藤田雅之、染川智弘、大河弘志 1、大塚昌孝 1、松谷貴臣 1、前田佳伸 1、宮永憲明 2
1

近畿大学理工学部、2 阪大レーザー研
まで、波長は 266 nm から 1064 nm までをカバーする範１．はじめに
CFRP（Carbon Fiber Reinforced Plastic : 炭素繊維強化樹

囲で実験を行ってきた。

脂）は軽量、高剛性、高耐力といった特徴を持つ複合材

加工試料における熱影響は、試料表面/裏面の電子顕料として注目されており、幅広い産業分野で用いられて微鏡像（SEM 像）において（樹脂だけが蒸発して）炭いる 1)。特に、自動車/航空機産業においては、車体/機

素繊維が露出した領域の大きさで評価した。また、様々体の軽量化による燃費の向上や排出ガスの抑制が実現なレーザーを用いた実験結果を定量的に比較するためしている。CFRP の用途をさらに拡大するためには、炭に、単位照射エネルギー当たりの CFRP 除去質量で定義

素繊維の低コスト化と共に、素材へのダメージが少なく、される指標（単位：mg/kJ）を加工効率として導入し評

高品質な加工が可能な技術の確立が重要となってきて価を行った。

いる。
我々は、CFRP に対するパルスレーザー加工の適用可

２．CFRP 切断実験条件

能性について研究を進めてきた 2-9)。CFRP のレーザー加表1に図1で示すレーザーを用いて実験した際の代表工においては、加工速度の向上と共に熱影響を最小限に的なパラメーターを示す。複数年に亘って実験を行った

抑えることが求められ、加工品質の最適化のためには、ため実験配置や CFRP 試料が異なるが、概ね 4 通りに分レーザー波長、パルス幅への依存性を明らかにすることけられ（表１の実験配置 A〜D）、以下に概要を述べる。

が重要となる。

試料の設置は図 2 に示す様に、(a) 低速掃引の場合は直

本稿では、これまで 7 年間に亘って行ってきた CFRP

進ステージ上に固定し、(b) 高速掃引の場合は高速モーのパルスレーザー加工実験結果を取りまとめ、レーザー

ター上に固定した。いずれの場合も大気中でアシストガ

波長、パルス幅への依存性を考察する。用いたレーザー

ス無しで切断加工を行った。

の主な仕様を図 1 に示す。各枠内の上段に平均パワー、

実験配置 A では、チタンサファイアレーザーを用い下段に繰り返し周波数を記入している。平均出力と繰りて直進ステージ上に置かれた 1.3 mm 厚のクロス CFRP

返し周波数は様々であるが、パルス幅は100 fs から20 ns

板の溝掘り加工を行った。CFRP 除去量は溝の幅と断面積から求めた。
実験配置 B では、波長/パルス幅が 266 nm/35 ps のレーザーを用いて高速モーター上に固定された 250 m 厚の一方向 CFRP を円形に切断した。
直径20 mm のCFRP

図 1 CFRP 加工に用いたレーザーのパルス幅と波長

図 2 試料の固定法：(a) 低速掃引、(b) 高速掃引
─5─

表 1 実験条件：(a)〜(d)は図 1 に対応。
パルス幅

波長

平均パワー

繰返し周波数

スポット径

掃引速度

照射強度

実験

mm/s

W/cm2

配置

(a)

100 fs

800 nm

0.2 W

1 kHz

100 μm17

2.7×1013

A

(b)

35 ps

266 nm

2.0 W

100 kHz

60 μm

1500

2.1×1010B(c)

200 ps

800 nm

0.4 W

1 kHz

100 μm17

2.7×1010

A

(d)

2 ns

355 nm45.0 W

1550 kHz

24 μm

37200

3.4×109

C

(e)

10 ns

355 nm43.0 W

200 kHz

24 μm

4800

5.0×109

C

(f)

10 ns

532 nm

3.0 W

10 kHz18 μm*

1500

1.2×1010

D

(g)

20 ns

1064 nm

3.0 W

20 kHz27 μm*

1500

1.4×109

D

実験配置 D では、波長 532 nm と 1064 nm のナノ秒レディスクが抜け落ちる時間を測定し、切り幅はレーザーーザーを用いて高速モーター上に固定された 140 m 厚

集光径と同じであると仮定して除去量を算出した。
実験配置 C では、波長 355 nm のナノ秒レーザーを用の一方向 CFRP を円形に切断した。
直径20 mm のCFRP

いて250 m厚の一方向 CFRPのスリット加工を行った。

ディスクが抜け落ちる時間を測定すると共に、試料の抜ガルバノミラーを用いて試料上でレーザーを直線掃引

け落ちを防ぐために円の一部をマスクした加工を行いし、炭素繊維と垂直方向にスリットを形成した。試料表

試料表面と裏面のスリット幅から除去量を算出した。

面と裏面のスリット幅から除去量を算出した。

図 3 パルスレーザーを用いた CFRP 加工のパルス幅・波長依存性
─6─

３．CFRP 切断実験結果
図 3 に加工試料表面の SEM 像の比較を示す。全てのSEM 像は同じ倍率で示してある。大雑把な比較になるが、用いたレーザーのパルス幅が短く、波長が短い程、熱影響が小さい（炭素繊維の露出領域が小さい）事が分かる。
ここで注意したいのは樹脂に対するレーザー光の吸収率の影響である。図 3 (f)では、炭素繊維の露出は見られないが樹脂部がダメージを受けているように見受けられる。これは、波長 532 nm が樹脂を透過するために
CFRP を切り抜く際に、（炭素繊維を切断した後に）底面の最後の樹脂層を蒸発させるのに時間がかかりレー
ザーを過剰に照射したためと思われる。
一方で、1064 nmの波長も樹脂を透過するが、この場合は炭素繊維の加熱による熱影響で裏面の樹脂が蒸発したと考えられる。こ図 4 波長/パルス幅が、1064 nm/20 ns (a), (d)、532 nm/10の考察を裏付けるデータとして、図 4 に波長/パルス幅

ns (b), (e)、800 nm/200 ps (c), (f)のレーザーを用いてが 1064 nm/20 ns、532 nm/10 ns、800 nm/200 ps のレーザ加工した試料の表面 (a)-(c)、裏面 (d)-(f)の SEMーを用いて貫通加工した試料の表面と裏面の SEM 像を像。

示す。図 4 (a), (b)は図 3 (g), (f)と同じ SEM 像であり、図4 (d), (e)は図 4 (a), (b)に対応した試料裏面の SEM 像であ考察する。様々なレーザーを用いた加工結果を定量的にる。図 4 (d)で確認できる炭素繊維の露出が図 4 (e)では比較するために、単位照射エネルギー当たりの CFRP 除

見られない。532 nm 光によって炭素繊維が切断された去質量で定義される指標（単位：mg/kJ）を加工効率と後に樹脂層が弱い多光子吸収によりアブレーションさ

して評価した。簡単のために、(i) CFRP の平均密度は 1.5 g/cm3、れたものと推測される。

(ii) CFRP の炭素繊維体積含有率は 50 ％、

図 4 (c), (f)に、波長 800 nm、パルス幅 200 ps のレーザ

(iii) 炭素繊維に比べて樹脂を蒸発させるエネルギーーを用いて、低パワーで加工した試料の表面と裏面のSEM 像を示す。溝加工した図 3 (c)に比べて、1/4 のパワは無視できる、ー（0.1W）で貫通加工を試みた結果である。サブナノと仮定した。

秒レーザーによる加工にもかかわらず表面では熱影響

加工試料の厚みおよび表面と裏面の切り幅、すなわちが見られる一方で、裏面では炭素繊維の露出は見られな

切断部分の断面積と長さから除去体積を求め、照射パワ

かった。532nm/10ns の場合と同様に、底面の最後の樹ーと加工時間から加工に要したエネルギーを求めた。得

脂層を多光子吸収で蒸発させるのに時間がかかりレー

られた結果を図 5 に示す。それぞれの円の面積は加工効

ザーを過剰に照射したためと思われる。

率（mg/kJ）に比例している。照射エネルギーが全て炭素繊維の蒸発に費やされた場合の理論限界値は 45
mg/kJ となる 10)。図 5 (f)の値は参考値として破線で示し

４．加工効率の評価
前節では熱影響層の発現に関してパルス幅・波長依存ている。

性を考察したが、本節では加工効率の観点から依存性を
─7─

全体的な傾向としてパルス幅が短く波長が短くなる

程、加工効率が高いことが分かる。図 3 の結果と合わせて考えると、加工効率が高いほど熱影響が小さくなるという結果が得られた。(d)と(f)を比較すると、同じ波長でもパルス幅が10 ns よりも2 ns の方が加工効率が高くなっているが、若干掃引速度とパルスオーバーラップの条
件の違いも影響していると思われる。(d)の場合はパル
スオーバーラップが殆どゼロの状態で切断加工を行った。また、(b)に関しては、(c)と比べてパルス幅と波長が短い分、加工効率が良くなると期待されたが、照射強度に差が無いために同等の結果が得られたものと推測

図 5 加工効率 (mg/kJ)のパルス幅・波長依存性される。
3) 藤田 雅之, 染川智弘：レーザ加工学会誌, 20, 34-38, 2013.

５．まとめ
様々なレーザーを用いて CFRP 加工における熱影響

4) 藤田 雅之：光学, 44, 341-349, 2015.

の発現と加工効率のパルス幅・波長依存性を調べた。全

5) M. Fujita, T. Somekawa, T. Ozaki, M. Yoshida, N. Miyanaga, Y.

体的な傾向として、パルス幅が短く波長が短くなるほど

Mitooka, K. Mikame,; 29th International Congress on

加工効率が高く熱影響が小さくなることが実験的に明Applications of Lasers & Electro-Optics. Anaheim, U.S.A., paper

らかとなった。

#M105, 2010.
6) M. Fujita, T. Somekawa, T. Ozaki, M. Yoshida, N. Miyanaga,;
31st International Congress on Applications of Lasers &謝辞Electro-Optics. Anaheim, U.S.A., paper #M1202, 2012.

本研究の一部は公益財団法人天田財団平成 26 年度一般研究開発助成により実施されたものであり、ここに感

7) M. Fujita, T. Somekawa, N. Miyanaga; Physics Procedia 41,
629-632, 2013.

謝の意を表します。また、266 nm/35 ps レーザーはスペ
クトロニクス（株）から、355 nm ナノ秒レーザーはス

8) M. Fujita, H. Ohkawa, M. Otsuka, T. Somekawa, Y. Maeda, Y.

ペクトラ・フィジックス（株）から装置を借用して実験

Orii, K. Inaba, G. Okada, N. Miyanaga;. 33rd Internationalを行ったものであり、ここに感謝の意を表します。

Congress on Applications of Lasers & Electro-Optics. San Diego,
U.S.A., paper #M601, 2014.
9) M. Fujita, H. Ohkawa, T. Somekawa, T. Matsutani, Y. Maeda, J.

参考文献

Bovatsek, R. Patel, N. Miyanaga; Lasers in Manufacturing.

1) 炭素繊維協会ホームページ、

Munich, Germany, paper #158, 2015.

http://www.carbonfiber.gr.jp/field/craft.html
2) 藤田 雅之, 染川 智弘, 尾崎 巧, 吉田 実, 宮永 憲明：レー

10) R. Weber, C. Freitag, V. Kononenko, M. Hafner, V. Onuseit, P.
Berger, T. Graf: Physics Procedia 39, 137-146, 2012.

ザー研究, 39, 701-705, 2011.

─8─

High-power coherent beam combining (CBC):
Beam quality and coupling efficiency in CBC
Laser Process Research TeamHaik Chosrowjan
1．Introduction

interrelation qualifying the CBC performance.

Interest in coherent beam combining (CBC) has been

Excellent review papers on CBC covering various aspects

motivated by the desire to obtain CW as well as pulsed laserof solid-state, fiber, semiconductor laser and MOPA (Masterbeams with higher power, intensity and brightness not

Oscillator Power Amplifier) beam combining approaches areachievable from a single laser source. Different phaseavailable1,4). So, the aim of this report is not to review the CBCstabilization techniques for CBC like heterodyne, LOCSET

system implementations, scaling laws, sensitivity analysis or(Locking of Optical Coherence via Single-detector Electronic-

methods and techniques, but specifically to address different

frequency Tagging), SPGD (Stochastic Parallel Gradientapproaches qualifying the CBC performance. Here, laser beam

Descent), interferometric, frequency shift techniques etc. havequality (BQ) and CBC efficiency metrics are summarized andbeen developed and successfully implemented. To date,discussed. Interrelations between laser BQ, CBC efficiency

experiments demonstrating multi-channels, multi-kilowatts

metrics and phase wavefront rms deviation (or variance 2)

combined beam power with good beam quality have been

are elucidated. CBC efficiency degradation sources are

performed1). For material processing applications, we havediscussed. Examples of CBC efficiency dependence on somealso developed and coherently combined single mode, ~ nsmisalignments like optical path mismatch and phase difference,pulse duration, high repetition rate (~ 1 MHz), high average

pointing instability, aberrations as well as the number of

power (~ 150 W) laser amplifier units based on Yb-doped,

combining beams, are presented. Total efficiency of the CBC

LMA (large mode area) PCFs (photonic crystal fibers)2). In ouris discussed.

CBC implementation, binary-tree FA (filled-aperture) CBC
design was preferred, because FA combination is side lobe

2．Laser beam quality definitions

free hence, SH and TH (second- and third harmonics) can be

A widely used metric for laser BQ is the M2 parameter. It

also efficiently generated, which are indispensable for someis defined as the ratio of the beam parameter product (BPP =specific material processing applications. Previously, we have0, where  is the beam divergence and 0 is the spot radiuspresented the principle of the phase-locking method forof the beam in the focus) of an actual beam to that of an ideal

high-repetition rate, ~ ns pulse beams and several phase

Gaussian beam (BPP = /) at the same wavelength . Notecontrol algorithms. We have also carried out proof of principlethat the M2 definition does not involve the beam power orexperiments using low-power beams and demonstrated firstintensity. Higher M2 only implies that the second moment ofapplication of the presented CBC method on highaverage-power ~ ns pulse beams2, 3). Summarized, we haveobtained more than 400-W average output power with 75%
combining efficiency in terms of combined power. There are,however, other CBC efficiency definitions in the literature, so
the need arose to discuss different approaches and their

the beam expands faster. M2 is always ≥ 1.
Strehl ratio (S) is another metric for a laser BQ
characterization. It is defined as the ratio of a far-field, on axis
intensity of a real beam propagating from a near-field hard
aperture to that of an ideal, equal power flattop beam filling thesame hard aperture. S is always ≤ 1.

─9─

There is no exact mathematical transformation between

/D for the actual beam and for a diffraction limited beam withthese two BQ metrics. This basic difficulty can be explained

a spatially uniform intensity and wavefront profiles. Here D isby the fact that only one number in either definition is used to

the near field dimension of the beam, i.e. the exit aperture ofcharacterize a beam with spatial distribution of amplitudes andthe laser. These BQ definitions are mostly used in specificphases. Furthermore, an ideal Gaussian beam is infinite inapplications or required for engineering and design purposes,

lateral direction whereas S is defined for a finite aperture.

so further details of these metrics will be not discussed here.

A generalized Strehl ratio for a beam with an arbitrarily
waveform propagating from near field plane to a focal plane,

3. CBC efficiency

can be defined without including a hard aperture . For

3.1 CBC efficiency definitions

5)

Several metrics are used to characterize the CBC

Gaussian phase noise distribution one obtains:

efficiency. Most widely used ones are the combined power p(1)���� � ��p ���2���2 �

and the far field on-axis intensityI, defined respectively as

Here 2 is the Gaussian phase noise distribution variance. Thisηp �is the well known expression first introduced empirically by
Mahajan6). In Eq. (1)  is expressed in  units. In radians it willηI �

be expressed as  = 2. For  << 1, Eq. (1) yields other well

PCBC
∑Nn�� Pn

ICBC
2N�∑n�� �In �

(2a)
(2b)

known approximations for S such as S()  (1 – (2)2/2)2Here Pn and In are the power and the far field on-axis intensity(Maréchal approximation) or S()  1 – (2) . Eq. (1) holdsof the nth beam, PCBC and ICBC are the power and the peakquite well not only for uniform flattop beams but also forintensity of the combined beam, and N is the number of thebeams with Gaussian and super-Gaussian intensity distribution

beam channels.

2

profiles. S is also insensitive to most amplitude variations andis primarily dependent on phase variations.

Other metrics like FOM7) (figure of merit) or IFC8)(interference figure contrast) are also used, but they will be not

Although for small values (< 10) the S calculated bydiscussed here, because they are linearly related to Eqs. (2a)Eq. (1) describes rather well other aberration cases withand (2b) metrics, respectively. Eq. (2a) efficiency definition is

non-Gaussian phase noise distributions (including also Seidel

often used for filled aperture (FA) CBC, where combining

and Zernike aberrations), for larger  it often underestimatesefficiency decreases due to losses on combiners because of not

the Strehl ratio for low-order Seidel and Zernike aberrations.

absolute destructive interference in the secondary (loss) arms.

This is because Eq. (1) is strictly valid only for random,

For tiled aperture (TA) CBC there are no combiners in the near

uncorrelated Gaussian phase noise.

field, so p is always 1. On the other hand, Eq. (2b) is used for

There are also other BQ metric definitions: (a) Power inboth FA and TA CBC cases.

the bucket (PIB) BQ metrics is defined as the ratio of theBrightness (B) is another metrics for CBC efficiency

power within a given area (circular, rectangular or otherevaluation. It is defined as B = P/(M2)2, where P is the beam

subjectively chosen shape and size) in the far field plain to thepower,  is the wavelength and M2 is the laser BQ. Brightness

total power of the laser; (b) BQ metrics defined as a squareaccounts for both laser power and beam quality, so forroot of the PDL/P ratio, where PDL and P are, respectively, thephysical understanding of CBC scaling laws it is helpful tofractions of laser power contained within a far field radius of

think about beam combining as a brightness combining of the─ 10 ─

individual beams. However, knowing the M2 values forare errors in relative amplitude control, relative polarizationindividual beams does not allow to calculate or even predict

control, relative element beam pointing, wavefronts of

the M2 parameter for the resulting beam, so the brightness (orindividual beams, less than unity fill factor (in TA CBC), lessM2) of individual beams is poorly suited for quantitative

than ideal near field overlap (in FA CBC), etc.

estimation of the CBC efficiency in real systems.
3.2 CBC efficiency degradation sources
Most CBC techniques in active feedback phase control
systems deal exclusively with the piston-phase difference
correction between individual beams. Although thepiston-phase correction is the most critical requirement
necessary for successful CBC, it is not sufficient for obtaining
high CBC efficiency. Fig. 1 shows a schematic diagram
describing the general CBC system with an active phaseFig. 1 (a) Schematic diagram of a multichannel MOPA system

feedback control loop.
The system can be hypothetically divided into three key
subunits, which have to be integrated with great care andwith active phase feedback control loop CBC, (b) TA CBC
and (c) FA CBC geometries, respectively.

accuracy for efficient CBC. First subunit includes seed laser
power amplifiers (Fig. 1 (a), rectangle (I) shown by a broken

The effects of the phase noise and other errors on TA CBC

line). This part should provide high gain, high power, high BQ,

implementation have been discussed and analyzed elsewhere1),

power-balanced, spatial mode-matched, co-polarized beams

so here the example analysis will be restricted only to the FAwith preserved coherence properties of the master oscillator.

CBC scheme. Let’s consider a FA CBC case of pulsed beams

The second subunit includes optical components andwith temporal overlap mismatch and piston-phase error. In thatalignment of amplified beams (Fig. 1 (a), rectangle (II) shown

case, the CBC efficiencies in terms of p and  areby a solid line). This part should consist of optical elements

respectively given by the following expressions8)

manufactured with diffraction limited accuracy and provide
precise geometrical alignment of the beams in the near- and far
fields. The third subunit includes piston-phase control system(Fig. 1 (a), rectangle (III) shown by a dotted line). This partshould compensate the optical path length mismatches and1N�N � 1��N ���p�����2 ��
2
N2
�1 � ���2 ��2
�
�
�

(3a)

N
1
N�N � 1�����p�����2 ��
2
�� 2
N2
�1 � ���2 ��2 1 � ���2 � 2
�
�
�

(3b)

ηp ��� � �� � N� �ηI ��� � �� � N� �

lock the phases of individual amplified beams with highIn Eqs. (3a) and 3(b)  is the Gaussian pulse FWHM, t andprecision. In real MOPA systems the amplifier arrays are not are the pulse delay time variance and piston-phase variance

uniform (existing power variations, phase jitters, array element(in radians), respectively, and N is the number of channels. For

pointing non-uniformity, etc.). The optical elements, especiallyt = 0 (perfect temporal overlap of the pulses) or in CW case (coated surfaces contribute to wavefront aberrations, and beam→ ∞), p and  coincide. For pulse beams, p andalignments are not perfect. So, the CBC efficiency degradation

generally differ (Fig. 2). Eqs. (3a), (3b) and Fig. 2 also show

sources, even with the excellent relative piston-phase control,that as shorter the pulses as higher requirements on temporal─ 11 ─

overlap accuracy (i.e. optical path length l = ct adjustment,

As in the previous example, in this case too, the CBC

where c is the velocity of light) of the pulses. CBC efficiency

efficiency measured in terms of energy (p) is always higher

degradation examples calculated numerically for four pulse

and degrades more gently compared to the efficiency in terms

beams (Fig. 2(b)) also indicate that the CBC efficiency

of far field on-axis intensity () measured for the same system.

measured in terms of energy (p) will be always higher and

For Gaussian beams, the FWHM beam divergence is given by

degrade more gently compared to the efficiency in terms of far

 = 4ln2/(k0D0), where k0 is the wave number and D0 is thefield on-axis intensity () measured for the same system.

FWHM of the beam diameter in the near field. From Fig. 3

Let’s consider another case example for FA CBC -one can conclude that as larger the collimated beam diameter

pointing instability. For FA combining, pointing errors result in(smaller divergence), as stricter requirements on pointing

phase difference changes across combiners and consequentstability, i.e. smaller instability () is required. Hence, beamenergy losses. In case of the pulsed Gaussian beams withpointing stability is one of the most critical parameters for highnegligible temporal overlap- and piston-phase errors, the CBC

power, high efficiency CBC implementation.
Aberrations (beam wavefront distortions) are anotherefficiencies for = 0 (perfect pointing), p and coincide,source of CBC efficiency degradation. Usually, decomposition

otherwise p and  differ (Fig. 3).

of wavefront distortions on Zernike polynomials are used toanalyze their influence on CBC efficiency. It is important tonote that errors in relative piston phase and far field beam
pointing already discussed above, are equivalent to first three
Zernike polynomials: piston, tip and tilt wavefront
deformations in the near field. Hence, these distortions can be
Fig. 2 (a) CBC efficiency (p) degradation for N = 4; 1 ns
FWHM pulse beams; (b) comparison between CBC
efficiencies (N = 4, = 0) for 1 ns (1nsI and 1nsp) and3 ns (3nsI and 3nsp) pulse beams, respectively.

expressed also in terms of wavefront rms error . Generally,
influence of aberrations on CBC efficiency is analyzed
numerically in case by case bases, because in each given
experimental setup the Zernike polynomial terms and theiramplitudes in different channels may considerably differ fromeach other. CBC efficiency calculation examples for individual
Zernike terms (coma, astigmatism, etc.) i.e. identical aberration
types but with different amplitudes in each channel, different
channelnumbersandintensity

profiles(Gaussian,super-Gaussian, flattop) were presented by Leshchenko8).
Rather large discrepancy between CBC efficiency (both pand ) dependences on phase wavefront rms deviation a fordifferent types of aberrations was recognized. For instance,
Fig. 3 Comparison between CBC efficiencies I and p for N

irrespective of beam intensity distribution profile, the CBC= 8 pulse beams vs. the root-mean squared (rms) error

efficiency degradation on a is more severe for spherical of the beam pointing, respectively.  is the FWHM

aberration compared with astigmatism. On the other hand, forbeam divergence for a Gaussian beam.

large channel number N>>1 and small a1, irrespective of─ 12 ─

Optical components will induce not only wavefront

aberration type the CBC efficiencies p and  both can be

distortions, but also pointing mismatch due to imperfect

expressed by 1 – a2.
Finally, the phase noise aberrations due to the combiningalignment of the beams. Hence, for a given setup andoptical components have to be considered. For high averagealignment, using Strehl ratios of individual beams measured

power CBC case, together with the phase-front deformations

before the CBC unit will always overestimate the CBC

caused by amplifiers and scattering losses, all optical

efficiency, while individual beam diagnostics (S ratio

components such as beam splitters, polarizers and mirrors,

measurements) at the output of the CBC optical system will

could also introduce wave-front distortions, further reducing

allow more accurate calculation of the CBC efficiency.

the combining efficiency. This was analyzed for binary-tree,

The natural goal of each CBC system is to achieve highest

FA CBC case. For instance, two beams passing through thepossible combining efficiency, so in practice efforts are madesame beam splitter or reflected by the same mirror will see theto obtain quite similar MOPA channels in their characteristics,

same phase front deformation (correlated case). On the otherin addition to low level of errors and misalignments in eachhand, two beams combining at a beam splitter, where one ischannel. So, for quantitative estimation of the CBC efficiency,transmitted and the other one is reflected, see different phase

it is sufficient to deal with the cases where  for eachfront deformations (uncorrelated case). The analysis below isparameter is small and approximately equal for each channel.

restricted to the second scenario, and the CBC efficiency inIn this case, the total CBC efficiency under the presence of allthat case is expressed by the following relation:

mismatches becomes a product of the individual impacts of
those instabilities: total = ∏ii)]. For achieving highest���ηI �σa � � � � �
� 2���� � σ2a2(4)

possible CBC efficiency, even small misalignments have to becontrolled and minimized.

Here n = log2N, N is the number of the beams and a2 is the
wavefront deformation variance. Examples of CBC efficiency

4．Discussion

I dependence on a for N = 4, 8 and 16 beams are presented

As it was shown by several examples presented in thein Fig. 4. One can see that the CBC efficiency at constant aprevious Section, CBC efficiency defined in terms of energy

reduces as the number of beams increases. Hence, for large

and far-field on axis intensity, both can be expressed by the

number of beams it is critical to use high quality optics for FA

misalignment variance of the given parameter. On the otherCBC.

hand, recalling the M2 parameter, we note that in contrast to
Strehl ratio S, there is no mathematical relation between M2
and the phase wavefront deviation rms (or variance). Thatmeans that using M2 parameters of individual beams for CBC
efficiency calculation is impossible. For example, combined
BQ of FA CBC of two beams with the same M2 will bealways better or at least equal to the input beams M2, because
FA CBC process itself constitutes a “spatial coherence filtering”

Fig. 4 CBC efficiency I dependence on phase wavefront rms

process. However, FA CBC efficiency of two beams with thedeviation a induced by optical components for N = 4, 8

same M2 cannot be predicted; it may result unity of CBC

and 16 beams, respectively.

efficiency in terms of energy if fully correlated common path
─ 13 ─

aberrations are present, or another value smaller than one,phase wavefront variance, characterizes only the beam quality

depending on the type of non-correlated aberrations present inin terms of divergence angle and cannot be used for CBC

each channel. Similarly, CBC efficiency in terms of far-fieldefficiency estimation. CBC efficiency degradation sources

on axis intensity will be unpredictable if only M2 parameters of

were discussed. Examples of CBC efficiency dependence on

individual beams are knows. In contrast, knowledge ofsome misalignments were presented. In particular, for large

individual beams S ratios makes possible predicting the CBC

diameter beams often used in high average power lasers,

efficiencies, because generalized Strehl ratio S, which is

except for piston phase correction, pointing stability is one ofidentical to CBC efficiency definition , can be expressed by

the most critical parameters for high efficiency CBC

the wavefront deformation variance. Qualitatively, efficiency

implementation.

of CBC decreases as S decreases ( increases). Quantitatively,
the CBC efficiency degradation can be estimated in case by

Referencescase bases. Most parameter mismatches (except for piston

1) A. Brignon (Ed.): Coherent Laser Beam Combining, Wiley–VCH,

phase error) can be expressed by corresponding beam
wavefront deformation components. Hence, Eq. (1) describes

p. 498, 2013.
2) H. Chosrowian, T. Kitamura, S. Taniguchi, M. Fujita, and Y.

 for small  quite well irrespective of the aberration type,while for larger  different aberrations contribute differently to

Izawa: ILT Annual Progress Report, ILT, 11 – 16, 2015.
3) H. Chosrowian, S. Taniguchi, M. Fujita, and Y. Izawa: ILT

the  degradation.

Annual Progress Report, ILT, 11 – 14, 2014.
4) T. Y. Fan: IEEE Journal of Selected Topics in Quantum

5．Conclusions

Electronics, 11, 567-577, 2005.

In conclusion, it was shown that for CBC purposes,

5) T. S. Ross: Appl. Opt. 48, 1812 – 1818, 2009.

characterizing the beams with generalized Shrehl ratio is more

6) V. N. Mahajan: J. Opt. Soc. Am. 72, 1258 – 1266, 1982.

appropriate because it is related to the phase wavefront7) A. Klenke, E. Seise, J. Limpert, and A. Tünnermann: Opt. Express

deformation variance and accounts for both beam quality andCBC efficiency. In contrast, M2 parameter is not related to19, 25379 – 25387, 2011.
8) V. E. Leshchenko: Opt. Express 23, 15944 – 15970, 2015.

─ 14 ─

水中レーザーリモートセンシングに向けた水溶存ガスのラマン分光
レーザープロセス研究チーム
染川智弘、藤田雅之
２．水中ガスのラマン分光実験

１．はじめに
日本の領海・排他的経済水域は国土面積に比べて 12

図 1 に実験配置図を示す。これまでの水溶存 CO2 ガ

倍程度と広く、
海底鉱物資源・メタンハイドレート掘削、スのラマン分光には水の透過率が比較的高い波長 532

CO2 を海底地層に圧入して大規模削減を目指す

nm のレーザーを用いていたが、メタンガスのラマン信CCS(Carbon dioxide Capture and Storage)等の有効な海底号は約 629 nm に観測されることになり、得られるラマ

利用が計画されている。海底開発では資源探査手法の開ン散乱光の水による減衰が大きい（水 1m 伝搬で透過率

発だけでなく海洋生態系・環境への影響評価が必要とさは約 73%）。そこで、メタンガスへの応用には波長 355れている。現状の採取・採水測定では頻度とエリアに限

nm のレーザーを利用した。レーザー光（パルス幅 10 ns、度があり、海中での効率的なモニタリング手法の開発が繰り返し 10 Hz、パルスエネルギー60 mJ）を高圧チャン必要である。そこで、海底を効率よくモニタリングする

バーに入射させ、レーザーの透過方向から 15°の位置ために、レーザーを用いたリモートセンシング技術であでラマン散乱信号を取得した。散乱光は波長 355 nm のるライダーを利用した海中モニタリング技術を開発しエッジフィルターを通してレイリー光を除去した後、バている。これまでに水に溶存している CO2 ガスのラマ

ンドルファイバーで分光器に導入した。水溶存ガスのラン信号を用いて、20 m 先に設置した水と炭酸水の識別

マンスペクトルの測定には電子冷却 CCD カメラ付き分実験に成功し、水溶存ガスのラマンライダーによって海光器を用いた。
CCD カメラの露光時間は80 ms であり、中のガスモニタリングが実施できる可能性を示した 1)。

3000 回積算信号の 5 回平均のスペクトルを取得した。

また、水に溶存している CO2 ガス濃度の定量評価にも測定の波長分解能は 0.19 nm である。
高圧チャンバーはステンレス製で10 MPa まで耐圧が成功し 2)、気泡・海水の影響評価も行っている 3)。
これまでは扱い易い CO2 ガスを用いて水溶存ガスラ

あり、300 ml までの水を入れることが可能である。チャマンライダーの開発を実施してきたが、CO2 ガスでは実

ンバーは厚さ11.5 mmのサファイア窓を4面備えており、際に海中でのモニタリング試験を行うための最適な観窓の開口径は 23 mm である。波長 532 nm のレーザーを測サイトが日本にはない。鹿児島湾北部のたぎりサイト使用した際は、サファイア窓からの蛍光が生じ、ラマン

は 77～92.6%と高濃度の CO2 ガスを含む噴気活動があスペクトルの測定を妨害していたが、波長 355 nm のレるが、水深が 200 m と深く、実験を実施するのが困難でーザーでは蛍光が生じないことがわかった。ガスボンベある。一方、石垣島を中心とした八重山諸島にある竹富島には水深が 20 m と比較的浅い箇所からメタンガスを70%程度含む火山性ガスの湧出がある。そこで、水溶存
メタンガスを指標とした水中ガス漏えいモニタリング

Spectrometer+CCD
15°

Spectral resolution：0.19 nm
Average: 3000

Water + CO2, CH4 gasのナチュラルアナログ研究を開始した。本報告では波長355 nm のレーザーを用いた水溶存 CO2・メタンガスのラマン分光実験の結果と、ラマン分光測定時の海水の及355 nm, 60 mJ, 10ns

Surelite 3ω 0.6W, 10Hz
図 1 実験配置図

ぼす影響評価について報告する。

─ 15 ─

λ/2

Polarizer

圧を利用し、高圧の CO2・メタンガスを高圧チャンバー

信号であり、1635 cm-1 に見られる信号が水の変角モーに導入した。今回の実験での印加圧力は 1 MPa 以下とドのラマン信号である。1289、1390 cm-1 に見られる信した。圧力の微調整にはガスの入出射のニードルバルブ

号が CO2 ガスのラマンスペクトルであり、水に溶存さを用いた。圧力モニターには、アナログ、デジタルの両せると、それぞれ 1280, 1384 cm-1 にシフトしている（図方の圧力計を用いており、温度も熱電対を用いて同時に

2(b)）。また、2897 cm-1 に見られる信号がメタンガスのモニターすることが可能である。ガスは接している水のラマンスペクトルであり、水に溶存させることで 2892

表面から溶解するため、チャンバー中の水を羽根で 5cm-1 にシフトしている（図 2(c)）。メタンガスのラマン

分間程度撹拌させることによって均一にガスを溶解さ

信号は信号強度の大きな水の伸縮モードの裾部分に観せている。

測されるために、信号の分離が難しいことがわかる。また、CO2、メタンガスはガス状態から水溶存状態になる

３．水中ガスのラマンスペクトルことで短波数側にシフトすることがわかった。

図 2 に水溶存 CO2、メタンガスのラマンスペクトルをガス状態での CO2 ガス（1390 cm-1）、メタンガス（2897示す。図 2(a)は 1 MPa 程度の圧力での CO2 ガス、水溶cm-1）のラマンスペクトルを比較すると、ラマン散乱断存 CO2 ガス、メタンガス、水溶存メタンガスのラマン

面積が大きいメタンガスは約 13.9 倍大きなラマン信号

スペクトルである。図 2(b)、(c)はそれぞれ水溶存 CO2、が得られている。一方で、20℃の水に対する CO2 ガス、メタンのラマンスペクトルであり、比較のためにガス状

メタンガスの溶解度はそれぞれ 0.88、0.033 であるため態のラマンスペクトルも示してある。また、図 2(c)のメに、水溶存メタンガスのラマン信号はメタンガスの 1/66

タンではメタンガスを溶存させる前の大気中で放置し程度となり、信号の判別が困難である。

ていた水のラマンスペクトル（Air）も示してある。

水溶存メタンのラマン信号測定は難しい可能性があ3405 cm-1 に見られる大きな信号が水の伸縮モードのるが、気泡として湧出する竹富島の海底温泉のように、

5

2

(a)

Intensity (count arb. unit)

3405 cm‐1

4.5
4

3
2.5

1.5

0.5
0
1200

0.5

CO2 gas (0.98 MPa)
CO2 dissolved in water (0.95 MPa)
CH4 gas (0.99 MPa)
CH4 dissolved in water (0.99 MPa)
1600

2000

2400
2800
Raman shift (cm‐1)

3200

3600

2.5
2
1.5
1

1635 cm‐1

0.76 MPa

1289 cm‐11350

0.57 MPa0.36 MPa
0.16 MPa
1390 cm‐1

1750

2892 cm‐1
CH4 dissolved in water
0.99 MPa0.78 MPa0.60 MPa0.39 MPa
0.18 MPaAir
2897 cm‐1(c)

CH4 gas (0.99 MPa)
2600

2700

2800
2900
3000
Raman shift (cm‐1)

図 2 水溶存 CO2・メタンガスのラマンスペクトル─ 16 ─

CO2 gas (0.98 MPa)

1450
1550
1650
Raman shift (cm‐1)

0.5
0
2500

(b)

CO2 dissolved in water
0.95 MPa

1

3

2

1

1280 cm‐1

01250

Intensity (count arb. unit)

Intensity (count arb. unit)

3.5

1.5

1384 cm‐1

3100

3200

ラマン信号強度が大きなメタンガス気泡と共存する観波長分解能：2nm
標準海水
IAPSO standard
seawater (OSIL)

PMA

測系では観測が可能であると考えられる。

エッジフィルター

４．ラマン分光測定における海水の影響評価
ラマン散乱光は非常に微弱であるために、試料から蛍ビームダンパー光が生じる場合は測定を妨害することがある。そこで、

λ/2

Surelite 10Hz

実際の海中環境を模擬するために、標準海水（IAPSO

ポララ
イザー

532 nm, 100 mJ, 10ns
355 nm, 60 mJ, 10ns

standard seawater (OSIL)）に波長 355, 532 nm のレーザー

図 3 実験配置図

を照射し、海水に含まれる有機物の蛍光が生じないかを検討した。
図3 に実験配置図を示す。
標準海水に波長355, 532 nm

ぞれの波長に対するエッジフィルターを挿入し、大きな迷光成分となるレイリー光はカットした。使用した分光システムは浜松ホトニクス社製の PMA であり、露光時

Intensity (count)のレーザーを照射し、後方から散乱光を取得した。それ

間 19 ms、積算回数 100 回、波長分解能 2 nm でスペクトルを取得した。
図 4 に波長 355, 532 nm のレーザー照射によって得ら

20000
18000
16000
14000
12000
10000
8000
6000
4000
2000
0

355 nm350

400

532 nm

450

500
550
600
Wavelength (nm)

650

700

図 4 波長 355 nm（左）, 532 nm（右）のレーザー照射れた散乱信号を示す。波長 355 nm（左）、532 nm（右）による散乱信号のレーザー照射に対して、それぞれの波長のフィルターでカットしきれていないレイリー光と波長 408 nm、650出があり、そのメタンガスのラマン信号から本手法の適nm に水の伸縮モードのラマン散乱信号が見られる。ラ

用可能性を検討する海上観測を計画している。
水溶存メタンのラマン信号は 2892 cm-1 に見られるが、マン信号よりも強度が大きいと予想される蛍光の信号は観測されていない。本実験で使用した標準海水は、天

これは信号強度の大きな水の伸縮モードの裾部分に観然の海水を濾過してゴミを取り除き精製した標準海水測されるために、水への溶解度が小さいメタンガスではなので、通常の海水に含まれる有機物等は含まれている信号の分離が難しいことがわかった。しかし、気泡としが、355, 532 nm のレーザー照射で有機物による蛍光はて湧出する竹富島の海底温泉のように、ラマン信号強度

見られないことがわかった。しかしながら、濾過等で取が大きなメタンガス気泡と共存する観測系では観測がり除いた成分により蛍光が生じる可能性があるために、可能であると考えている。また、海水にレーザーを照射

実際の海水でも蛍光の影響評価が必要ではないかと考すると海水に含まれる有機物等によりラマン測定を阻えられる。

害する蛍光が生じる可能性があるが、波長 355 532 nmのレーザーを標準海水に照射しても蛍光が生じないこ５．まとめとがわかった。

海底開発における海中の環境影響評価を効率的に実

今後はこれまでの研究成果を基に、現場で使用できる

施するために、水中にあるガスのラマンライダーによる船舶設置型の水中溶存ガスラマンライダーを作製する。

海中モニタリング手法の開発を行っている。竹富島の海その装置を用いて実際に海上観測を実施し、本手法の海底温泉ではメタンガスを主成分とする火山性ガスの湧中モニタリングへの適用可能性を検討する予定である。

─ 17 ─

参考文献
1) T. Somekawa, A. Tani, and M. Fujita: Appl. Phys. Express, 4,3) T. Somekawa, T. Takeuchi, C. Yamanaka, and M. Fujita: Proc. of
SPIE, 9240, 92400J, 2014.

112401, 2011.
2) T. Somekawa, and M. Fujita: Proc. of ILRC26, S10-06, 2012.

─ 18 ─

災害現場での有害物質検知に向けたダブルパルス LIBS の開発
レーザープロセス研究チーム
染川智弘、大塚昌孝 1、前田佳伸 1、藤田雅之
1

近畿大学理工学部
ザー自身と生成したプラズマが相互作用しないために

１．はじめに
米国炭疽菌事件、地下鉄サリン事件等の生物・化学テ

検出感度が向上することが報告されている 4)。本研究でロや化学工場事故等の、どのような有害物質が発生しては、さらに LIBS 信号を増加させるために、フェムト秒

いるかわからない CBRNe（Chemical, Bio, Radioactive,

ダブルパルス LIBS 法を採用した 2)。ある時間間隔を持

Nuclear, explosive）災害現場において、安全かつ速やかった二つレーザーパルスを連続で試料に照射するダブに有害物質を検知・識別することは、除染作業、負傷者

ルパルス法では、1 つ目のレーザーパルスでプラズマをへの治療、二次被害の拡大を防ぐ点から非常に重要であ生成し、2 つ目のレーザーパルスでプラズマを再加熱する。従来の分析手法では、サンプルを直接採取して、研ることで、LIBS 信号を増強させることが可能である。

究所に持ち帰り、前処理を施したサンプルを分析していマイケルソン干渉計の光学配置で生成したフェムト秒たために、迅速な事故対応を取ることが困難であった。

ダブルパルス LIBS 計測では、Cu の LIBS 信号強度を 3

また、携帯型の検知・分析機器も登場しているが、現場～5 倍程度増加させることに成功している 5,6)。

でのサンプリングの必要があり、作業員の安全を確保す

本研究では従来の干渉計型のダブルパルス光学配置

るためには、数十 m～数百 m 離れた位置から測定を行よりもレーザーの利用効率が高いポラライザーを用いう必要がある。そこで、レーザー誘起ブレークダウン分た光学配置によるダブルパルスLIBS 実験結果を報告す

光 （LIBS: Laser Induced breakdown Spectroscopy）法を用る。

いた災害現場で発生する有害物質を遠隔で同定・識別する手法の開発を行っている 1)。

２．ダブルパルス LIBS 実験

LIBS 法は、被測定対象物質に短パルスレーザーを照図 1 にダブルパルス LIBS 実験の光学配置図を示す。

射して発生したプラズマを分光測定することで、その場使用したレーザーは波長 800 nm、パルス幅 100 fs、繰りでリアルタイムに物質の元素の分析が可能な手法であ返し周波数 10 Hz、レーザー出力 150 µJ であり、焦点距る。気体・液体・固体といった物質の状態に依らず分析

離 100 mm のレンズで試料である Cu 板に照射した。試が可能であり、検出下限も ppm オーダーであるため、料は過去の文献でも使用される Cu 板とした 5,6)。スペク

災害現場で発生する種々の有害物質の分析が期待でき

トル測定にはICCDカメラ付きの焦点距離30 cmの分光

る 2)。また、100 m 程度離れた Cu、Al 等の LIBS 法によ器を用いた。波長分解能は 0.22 nm である。スペクトル

る成分分析が実施されおり 3)、LIBS 法を用いると遠隔の評価は 50 回のレーザーショットの積算を 5 回取ってで有害物質を同定・識別することが可能である。しかしいる。5 回の測定は、すべて新しい表面にレーザーを照ながら、有害物質は気体、エアロゾル状態で存在するこ射させるために、直進ステージで試料を移動させた。

とも考えられるため、測定対象の濃度が薄い有害物質を

図 1(a)は過去に文献で使用される従来の干渉計型光遠隔で計測する場合は、LIBS 信号の検出感度の向上が

学配置、図 1(b)が新たに提案したポラライザーを用いた必要である。LIBS 法で一般的に用いられるナノ秒レー

ダブルパルス光学配置図である。
(a)ではハーフミラーをザーと比較して、フェムト秒レーザーを用いれば、レー

用いてレーザービームを 2 つに分離し、片方の光路で光─ 19 ─

学的遅延を加えた後、2 枚目のハーフミラーでレーザーとが可能である。本実験では、レーザーの出力比は 1:1

ビームを結合するために、どうしても図中の「結合ロとなるように波長板を調整し、シングルパルスとのス」と示した方向にレーザー出力の 50%がダブルパル

LIBS 信号強度の比較実験では S 偏光が 100%となるよス光学系からはずれ、レーザーの出力を効率的に利用でうに波長板の角度を調整している。

きない。一方、今回提案するポラライザーを用いた(b)の光学配置では、レーザービームの分離をポラライザー

３．ダブルパルス lIBS スペクトルと信号増強効果で行うために、レーザーの結合効率はポラライザーの偏図 2 にフェムト秒レーザーを用いたダブルパルス

光分離効率程度の 90%で可能となる。ダブルパルス対

LIBS スペクトルを示す。510.55, 515.32, 521.82 nm に見の光学的遅延は 180 ps 程度まで加えることが可能であられるのが Cu の LIBS 信号である。LIBS ではこのようる。ダブルパルスの光学的遅延を加えた場合、ダブルパな試料が持つ特徴的なプラズマ発光を測定することにルス対の偏光方向は S、P 偏光の順に照射される。ダブ

よって、試料を同定することが可能である。

ルパルスの従来のハーフミラーを用いたダブルパルス

DP: 0 ps, DP: 100 ps はダブルパルス対のパルス間隔が光学系では、偏光方向が同じであるために、レーザーのそれぞれ、0 ps, 100 ps であり、ダブルパルスの 1 つのレ

アライメントは 2 つのビームの干渉縞で行うことが可ーザーパルスの出力は等しく、75 µJ である。一方、SP能であり比較的容易であったが、本配置では、偏光が直は S 偏光のシングルパルスの LIBS スペクトルであり、行することから干渉縞が見られず、2 本のビームのアラ

レーザーの出力はダブルパルスの合計出力である 150

イメントは3 mほど離れたスクリーン上で2つのビームµJ である。SP と比較して、DP の LIBS スペクトルは顕が一致するようにアライメントを実施した。また、本配著に大きくなっており、フェムト秒レーザーのパルスを

置ではポラライザーに入射させるレーザーの偏光方向分離し、任意のパルス間遅延を加えたダブルパルスを作によって、ダブルパルスの出力比をコントロールするこ

成するだけで、比較的容易に LIBS 信号を増強させることが可能である。

(a)

図3 にダブルパルス間隔によるLIBS 信号の増強比をM示す。信号増強比はダブルパルスの合計出力と等しいシングルパルスS 偏光のLIBS 信号強度との比で評価した。

M

0 ps の信号増強比は 1 より大きく、521.82 nm の LIBS

Half mirror
Half mirror

信号では信号増強比は 1.48 ± 0.28 である。これはダブ

結合ロス

M
M

Intensity (count arb. unit)M

λ/2

Polarizer

M

Polarizer

M

M

4
3
2

DP：100 ps
DP：0 ps
SP

1

M

0

図 1 (a)従来の干渉計型、(b)新しい偏光子を用いたダブ●Cu I 521.82 nm

5

M▲Cu I 515.32 nm(b)

6■Cu I 510.55 nm

M

500

505

510

515
520
Wavelength (nm)525

図 2 ダブルパルス LIBS スペクトル

ルパルス LIBS 実験配置図。
─ 20 ─

530

Signal enhancement ratio

6

ムト秒レーザーを用いたダブルパルスLIBS の偏光子を5用いた新しい光学系を提案し、従来手法と同等の信号増強効果が得られることを示した。本提案光学系ではレー4

ザーの利用効率を 2 倍にすることが可能であり、LIBS

3

信号強度がレーザー出力に関して非線形に増加するこ

2
1
0とを考慮すると、従来手法と比べて少なくとも 2 倍以上■: 510.55 nm▲: 515.32 nm●: 521.82 nmの信号増強効果が見込めることを示した。今後は、本光学配置での、レーザーフルーエンス、レーザースポット

0

25

50
75
100
Interpulse delay (ps)

125

150

図 3 ダブルパルス間隔による LIBS 信号増強比（ダブルパルスの合計出力と等しいシングルパルスS 偏径での信号増強効果の評価や、遠隔での LIBS 信号取得に向けた TW レーザーシステムでのダブルパルス LIBS実験を実施したい。

光のダブルパルス LIBS 信号強度との比）
参考文献
ルパルスの偏光が異なることによるビームの空間分布

1) T. Somekawa, M. Otsuka, Y. Maeda, and M. Fujita: Jpn. J. Appl.

の変化や、
ダブルパルスの遅延時間 0 ps の位置の誤差が原因ではないかと考えている 1)。信号増強比はその後、

Phys., 55, 058002, 2016.
2) D. A. Cremers and L. J. Radziemski: Handbook of Laser-Induced

単調に増加し、
パルス間遅延 50 ps で増強比は 3～5 倍でBreakdown Spectroscopy, Willey, New York, 2006.

一定となる。得られた LIBS 信号の波長で信号増強比が3) K. Stelmaszczyk, P. Rohwetter, G. Mejean. J. Yu, E. Salmon, J.

異なるのは、それぞれの信号のエネルギー順位に依存すKasparian, R. Ackermann, J. Wolf, and L. Woste: Appl. Phys.

るためである 6)。

Lett., 85, 3977-3979, 2004.

新しい偏光子を用いたダブルパルスLIBS 光学配置で

4) M. Baudelet, L. Guyon, J. Yu, J. Wolf, T. Amodeo, E. Frejafon,

も過去の文献と同じような 3～5 倍の信号増強比を得る
ことに成功した。本手法では従来手法と異なり、レーザ

and P. Laloi: J. Apply. Phys., 99, 084701, 2006.
5) V. Pinon, C. Fotakis, G. Nicolas, and D. Anglos: Spectrochim.

ーの利用効率が 2 倍である。また、LIBS 信号強度はレーザーの出力に関して、非線形に増加することを考慮す

Acta Part B, 63, 1006-1010, 2008.
6) S. S. Harilal, P. K. Diwakar, and A .Hassanein: Appl. Phys. Lett.,

7)103, 041102, 2013.

ると 、本光学配置では従来手法と比較して、少なくとも 2 倍以上の信号増強効果が見込めることがわかった。

7) V. Pinon and D. Anglos, Spectrochim. Acta, Part B, 64, 950-960,
2009.

４．まとめ
災害現場での有害物質を遠隔で検知するために、フェ─ 21 ─

レーザーを用いたインフラ構造物の健全性評価技術
レーザー計測研究チーム
島田義則
検査法、接触型超音波探傷法、赤外線検査法、電磁１．はじめに2000 年頃に起きた新幹線トンネルのコンクリート

波検査法、X 線検査法がある。また、最近では中性崩落事故を始め、高速道路トンネル天井崩落事故な子を用いた検査方法が提案されているが、当研究所

ど高度経済成長期に建造されたトンネルや高架橋なではレーザーを用いた方式の研究開発（レーザー法）

どの社会インフラ構造物の老朽化が深刻な状況となを推し進めてきた。

りつつある。このため、構造物の保守点検作業はイ

レーザー法はパルスレーザーをコンクリート表面

ンフラ構造物を管理する上に置いて重要な作業の一に照射してレーザーによるアブレーションあるいはつである。保守点検作業を行うに当たり最も多く用

熱ひずみによってコンクリート表面に振動を誘起さいられている検査手法は打音検査法である。打音検せて、その表面振動を別のレーザー干渉計で計測す

査法は作業員がハンマー等でコンクリートを打撃し、る。コンクリートに欠陥があると表面振動モードがその音でコンクリートの欠陥を検知する方法である。

変化するため、振動モード変化を捉えることによりこの方法はハンマー等で打撃するだけなので非常に欠陥を検出する。概念を図 1 に示す。この検出手法

簡易に検査が可能である利点を有するが、検査員がは遠隔かつ非接触で検査が行え、他の方式に比べて大面積を検査するとなると、労力がかかることや人検査箇所への高速移動が可能であることや、コンクの耳での判断となるため客観的データに乏しいこと、

リート曲面の計測が容易に行えるなどの利点がある。

更に以前の検査と比較した劣化進行状況（経年劣化）

当研究所では本手法をトンネル覆工コンクリートの把握困難であることなどの問題がある。このため、の欠陥検出 1)、およびスキャン高速化 2)、コンクリー

打音検査法に代わる低コスト、高速、高精度で検査

鋼板補強高架橋床版の浮き
トひび割れ深さの計測 3)、できる新しい検査手法の開発が求められている。コ

検出 4-5)、水中でのコンクリート壁の欠陥検出 6)など

ンクリート欠陥検査法は打音検査法以外にレーザー

多岐にわたって技術開発等を行っている。

２．開発状況と課題

レーザー法を各種インフラ構造物に適用するためには構造物に応じた技術開発が必要である。ここではこれまで行ってきた技術開発と今後行わなければならない課題について述べる。
１） 欠陥検出の高度化
振動検出の感度を向上させるためにダイナミック
ホログラムに最適な電圧印加を行うことや、高速検査を行うための高速スキャン方式構築（ガルバノミ
図 1 レーザーを用いたコンクリート欠陥検査の概念

ラー駆動方式）、高繰り返しレーザーの構築（50 Hz
高繰り返し）、および高速データ処理方法の開発を
─ 22 ─

表 1 レーザー法の各種インフラ構造物への開発状況と課題
トンネル

高架橋

貯水槽・ダム等

振動検出の感度向上、高速検査技術（高速スキャン方式構築、高繰り返しレーザ
欠陥検出の高度化

ーを構築、および高速データ処理方法の開発）、欠陥判定アルゴリズム、欠陥判定の信頼性向上
水中ロボットへの搭載検討等

システム化技術

小型化、車両化

環境対応技術防音・防振対策、温度・湿度調整

濁度、浮遊粒子等による水中エネルギー減衰等の検討行った。また、コンクリート表面の振動モードからめこれらを考慮した。レーザー波長、装置の大きさ

欠陥判定を行う複数のアルゴリズムを構築した。さを検討する必要がある。

らにその信頼性を向上させるために 200 箇所を越え

この様にレーザー法を野外で適用するために直面る欠陥検査を行い欠陥判定の信頼性向上に努めた。

する課題を一つ一つ解決してきた。開発状況と課題

２） システム化技術を表 1 にまとめた。さらに技術開発を行って、実用計測装置を野外で使用するためには装置を小型化化を目指す。

する必要がある。特に新幹線トンネル内のコンクリート検査では新幹線トンネル内に設置された点検用

３．インフラ構造物の健全性評価のループスキームの中央通路を走行できる装置にする必要があったた

高速道路会社、都道府県、市町村が管理するトン

め、装置の大きさを長さ 3 m×幅 0.8 m×高さ 1 m とコネルの数は 8,970 箇所、総延長は 3,312 km である。まンパクト化した。

た、道路橋の数も 150,284 箇所で膨大な数となる 7)。こ

さらに装置を自走させるために床面に車輪を取りれらのトンネル、高架橋のほとんどは保守管理図面等が付けて、牽引車で装置全体を移動させることが出来無い状態である。このため国土交通省は自動車の天井にる車両装置とした。

画像マッピングシステムを搭載した所謂 MMS(Mobile

また、貯水槽・ダムなど、水中コンクリートの検Mapping System)車両を走行させて 3 次元点群データを査には既に水中ロボットなど実績のある装置にレー取得することでトンネルや高架橋の3Dマッピングを行

ザー法を組み込む方法を検討中である。このためにう計画を進めている。

は更なるレーザー装置の小型化が必要となる。

また、高分解能写真撮影技術を駆使して構造物表面の

３） 環境対応技術

ひび割れ検出などを行う画像処理技術等も技術開発が野外での実験では自動車の通行などによる騒音や進み、遠方から 0.2 mm 幅のひび割れが検出できる状態

振動が装置に悪影響を与える。このため、防音、防となっている 8)。これらの技術とレーザー法を組み合わ振を備えた筐体を製作して、その中にレーザー装置

せることにより構造物の3Dモデリングとレーザー法で本体を設置した。また、人工気象室などを用いて温検出した欠陥箇所のマッピングがコンピュータ上に保度、湿度を変化させた場合の装置挙動を把握し、そ存でき、且つ経年に伴う劣化進行状態を把握することがの対策として装置内が一定の温度、湿度となるよう出来る。これらを総合判断してインフラ構造物の健全性に温度調整制御を加えた。

診断、および補修等に関する維持管理計画を効率的に進水中でのコンクリート検査では水中の濁度や浮遊粒子の影響によりレーザーエネルギーが減衰するた

めることが可能となる。このループスキームを図 2 に示す。

─ 23 ─

図 2 レーザーによる革新的なインフラ構造物の健全性評価のループスキーム

今後、日本の労働人口減少や膨大なトンネル、高架橋

2)

北村俊幸 他: ILT 年報, レーザー技術総合研究所年, 2016.

の保守メインテナンス等を考慮すればレーザー法を含3)

倉橋慎理 他: コンクリート構造物の補修，補強，アップ
グレードシンポジウム論文, 11, 299-304, 2011.

めたレーザーによる革新的なインフラ構造物の健全性
4)

倉橋慎理 他: レーザー研究, 42, 849-853, 2014.

現段階では、当研究所はルースキームの中のレーザー

5)Oleg Kotyaev: ILT 年報, レーザー技術総合研究所年, 2016.

法の研究開発部分を担当しており、この技術の更なる発

6)

倉橋慎理 他: ILT 年報, レーザー技術総合研究所年, 2016.

展および適用分野の拡大を進める。

7)

佐伯河川国道事務所ホームページ

診断ループスキームは必要なシステムである。

http://www.qsr.mlit.go.jp/saiki/chisiki/q_answer/

この技術はビルの壁面等の検査にも適用可能である。
8)

参考文献
1)

例えば、株式会社日立産業制御ソリューションズ 橋梁
点検ロボットカメラ技術 ホームページ

島田義則 他: 非破壊検査, 61, 519-524, 2012.

http://www.hitachi-ics.co.jp/product/crackscale/index.html

─ 24 ─

Laser technology for remote inspection of highway bridges.
Laboratory and field tests
Laser measurement group

O.Kotyaev, Y.Shimada, S.Kurahashi
Institute of Laser Engineering, Osaka University
1. Introduction

Laboratory sample

The inspection system being developed within the A-stepTwo-beam probinginterferometer

project is supposed to be used for location of defects (badcontact, detachment) in metal-concrete interface on the bottomside of highway bridges. Reliable inspection of bouncing
structures, like transportation bridges, with the use of
conventional or photorefractive laser interferometry is hardly
possible. In this case, interferometry is strongly affected byinstability of interference pattern, which caused by irregular
bouncing of the inspected bridge, especially under heavy
traffic conditions. Heterodyne interferometry does not have

Fig. 1. Laboratory setup. Interferometer and concrete sample.

this problem; however, here is difficulties in working withfrequency shifted reference beam and demodulation of
resulting signal. Our system uses homodyne interferometry
with two-beam probing1,2). Scattered radiation of the twoprobes is collected producing two beams which are used likeworking signals and reference beams for each other.
In the present report, experimental tests of two-beam probing
technology are described. The main attention will be focusedon using the algorithm of automatic scanning and real-timedata processing as the main goal of the current stage of theFig.2 Impact laser unit. Big mirror is part of image relay.

A-step project.

The target is concrete sample with metal plate simulating
2. Experimental conditions

bottom part of real highway bridge spans. The sample size is

In Figures 1 and 2, laboratory installation is presented. Two

450 × 450 × 150 mm. Distance from the interferometer is 7 m.

probe beams are generated by CW laser Verdi-2, 532 nm

The main difference of the present-day system design fromwavelength. Output power used in the experiments did notprevious one2) is implementation of the scanning/processing

exceed 500 mW. Source of impact beam is CO2 laser

algorithm. To realize the algorithm, the system is equipped

generating pulsed with 100 ns duration and 5 J energy. Output

with combining and scanning mirrors shown in Figure 3.

aperture of the impact laser is imaged to the target surface with

Combining mirror combines impact and probe beams: impact

scale M = -1. Resulting beam spot size on the target is 35 × 25

beam propagates through the mirror made of ZnSe, and probe

mm. In these conditions, impact in thermal mode is realized

beams are reflected by the mirror. As a result, after theproviding real nondestructive inspection.

combiner all beams propagate in one and the same direction.

─ 25 ─

Combining mirror

Scanning mirrora) 2D map of scanned area.

Fig.3 Combing and scanning mirrors.

b) Spectrum of waveform before laser impact
Fig.4 The system control.
The scanning mirror reflects all three beams and controls theirdirection. The control may be taken both manually andautomatically. Automatic control is performed by speciallydesigned hardware and software (by Tecall Inc.). In Figure 4,
the control computer with special board and software isshown.
In Figure 5, the main window of the control software isdemonstrated. In Figure 5-a, two-dimensional map ofc) Spectrum of waveform after laser impact

inspected area is displayed. The map is real-time result of

Fig.5 The main window of scanning/processing algorithm.

scanning the sample. Scanning area – 400 × 400 mm, scanpoints – 3 × 3, scan step – 200 mm. The sample center has

Defect recognition criterion is the presence of detectableinner defect. Its size is 300 × 300 mm. The central scanning

standing Lamb wave initiated by laser impact. Spectra ofpoint is located over defect area and the other 8 points are overwaveform before (Figure 5-b) and after impact (Figure 5-c) areno-defect area. In the resulting map, green field represent

analyzed. Comparison of between resulting spectral

no-defect situation, red field – defect.

amplitudes gives information of the defect presence. In Figure─ 26 ─

5-b the signal obtained in no-defect area is displayed. The

3. Experimental results

signal waveform amplitude is near noise level andIn the experiments, both two-beam probing andcorresponding spectral amplitude is practically zero. In contrast,

conventional one-beam probing techniques were tested.

Figure 5-c presents waveform and its spectrum of vibration

During scanning process, the inspected sample was kept still or

initiated in the defect area. In this case, vibration signal is

it was shaken with simulating bridge spat vibration of 3 Hz

clearly seen after moment of impact (vertical yellow line), andwith about 1-mm amplitude. The recorded waveforms are

its spectrum has high spectral amplitude.

results of one-shot impact or averaging of three-shot impact. In

The control system allows to select inspected area (scan startand scan finish), scanning resolution (scan step number in two

each condition set, three records of initiated vibration weremade.

scanning directions), impact shot number (if data averaging is

Figure 6 demonstrates examples of waveforms recorded indesired), waiting time after scanner movement (if necessary),

all conditions. Spectra next to the waveforms correspond to

trigger level. Single-shot mode is also available.

laser initiated signal (spectra of waveforms after impact).

2-D map can be saved along with waveforms obtained ineach map nod for further processing.

Figures 7-10 show two-dimensional maps made in all sets ofexperimental conditions. In each sets of condition, three 2D
maps were created including in total 3 points in defect area and24 points in no-defect area.

a) Two-beam probing, still sample, one-shot impact.

e) Two-beam probing, still sample, three-shot impact.

b) One-beam probing, still sample, one-shot impact.

f) One-beam probing, still sample, three-shot impact.

c) Two-beam probing, shaken sample, one-shot impact.

g) Two-beam probing, shaken sample, three-shot impact.

d) One-beam probing, shaken sample, one-shot impact.

h) One-beam probing, shaken sample, three-shot impact.

Fig. 6. Waveforms and spectra of laser-initiated vibration in the sample center (over defect). Moment of impact – 0.
─ 27 ─

Fig.7. 2D maps. One-shot impact, still sample.

Fig.9. 2D maps. Three-shot impact, still sample.

Fig.8. 2D maps. One-shot impact, shaken sample.

Fig.10. 2D maps. Three-shot impact, shaken sample.

─ 28 ─

The system is equipped with new algorithm of automatic

The experiments have proved that idea of two-beam probing
is promising. In all conditions, recorded waveform is morescanning and real-time data processing.

stable and the signal of laser-initiated vibration looks much

In laboratory, the two-beam probing system has

clearly when two-beam probing is used, especially it is noticed

demonstrated good performance with significant benefit over

if the sample is shaken.

conventional one-beam probing technique. All defect cases

Ideal result of scanning is shown in Figure 5-a: central part isred, surrounding area is green. However, if the signal ishave been recognized reliably, fake recognition of no-defectcase as defect happened only once from 24 attempts.

unstable, sometimes data of real laser-initiated vibration may

Waveforms of detected signals are much more stable.

be lost and, opposite, fake recognition of no-defect area as

Two-dimensional maps generated by the algorithm ofdefect situation may happen. In this case, central part of 2D

automatic scanning and real-time data processing overmap will be green and edge part will be red.

laboratory sample look correct.

In the scanning results (Table 1), the use of two-beam

The next step is testing the system in field conditions (forprobing provides much more reliable data. Defect situation is

example, under real working bridge). For that purpose, thealways recognized and fake recognition of no-defect as defectsystem should be equipped with protection against sunlight,(red area in no-defect situation) happens seldom. In contrast,wind and acoustic noise.

one-beam probing technique frequently misses the defectsituation and frequently recognizes defects in no-defect area.

6. Acknowledgements
The present research has been carried out as a part of A-step

Table 1. Summary of scanning experiments
Two-beam

project held by Japan Science and Technology Agency incooperation with research teams managed by Dr. Hajime

One-beam

Tachibana (Komaihaltec Inc), and Prof. Sohichi Hirose (Tokyo

Conditions

DefectNo-defect

DefectNo-defect

1-shot, still

3/3

24/24

1/3

22/24

1-shot, shaken

3/3

23/24

0/3

23/24

3-shot, still

3/3

24/24

2/3

20/24

References

3-shot, shaken

3/3

24/24

0/3

24/24

1) O. Kotyaev and Y. Shimada: ILT Annual Progress Report, ILT,

Total %

100

99

25

93

Institute of Technology).

2013.
2) O. Kotyaev and Y. Shimada: ILT Annual Progress Report, ILT,

5. Conclusions

2014.

Mobile prototype of the laser-based inspection system has
been assembled and tested in laboratory.

─ 29 ─

レーザーによる水中コンクリート構造物内部欠陥検出技術の開発
レーザー計測研究チーム
倉橋慎理、本越伸二、島田義則、大坪祐介１、島原直樹１
１

関西電力株式会社

１．はじめにギーに対する振幅依存性について述べる。

トンネルや橋梁などのコンクリートからなる社会インフラの多くが、高経年による老朽化を懸２．水中におけるレーザー打撃法の適用性の検討

念されており、適切な保守管理技術が必要とされ

2.1

入射エネルギーに対する振動振幅の依存性ている。この現状を受け、当研究所では鉄道トン

図 1 に実験配置図を示す。振動励起用レーザー

ネルや高架橋などコンクリート構造物の欠陥をは、Spectra-Physics 社の Quanta-Ray PRO-Series

レーザーで遠隔探傷する技術の開発をすすめて

Pulsed Nd:YAG Lasers システムで、レーザーの発

きた 1,2)。パルスレーザー照射によりコンクリー

振波長は 1064 nm、パルス幅は約 10 ns、繰返し

トに振動を励起させ、その表面振動をレーザー干

数は 10 Hz である。レーザー光はビームスプリッ

渉計で検出し、振動の周波数分析などを通して欠

タでエネルギーモニタ用と振動励起用のビーム

陥の有無を評価するものである。室内実験の成果に分割される。振動励起用のビームは焦点距離を基にして野外実験が可能な装置を開発し、山陽

100 mm の集光レンズを通して水槽内に設置され新幹線や高速道路における試験を実施し、その有たコンクリート供試体に、ビーム径約 10 μm とな

効性を確認した。これらの研究開発では、現在実るよう照射した。集光レンズは水槽から約 30 cm

用化に向けて、欠陥探傷装置の試作や信頼性向上、の位置に設置した。コンクリート供試体の大きさ

検査速度の高速化などの開発を加速している。

は 300 x 300 x 100 mm で、内部に人工的な欠陥が一方で、検査の対象をダムや水力発電所のサー配置されている。コンクリート供試体は水で満たジタンク（流量の平準化を目的として備えられたされた水槽壁面から約 90 cm の位置に設置した。

貯槽類のこと）、河川護岸などの常時滞水した状レーザー照射によってコンクリート供試体表面

態で使用されるコンクリート構造物にまで拡げに励起された振動を、水槽外に設置されたレーザ

ることをめざした開発を行っており、昨年度には

ー振動計（Polytec 社 PDV-100）を用いて検出を屋外設備への導入をめざして装置を試作し、稼働行った。内部欠陥を有する領域にパルスレーザー

中の実設備において試験を行った。その際、水中を照射すると、内部欠陥の大きさや欠陥の存在す

における装置の姿勢制御には困難が伴い、装置とる深さによって決まる周波数で振動するたわみ

検査面の距離が変動すると、ピストンを用いた機械式の打撃機構では、十分に振動が励起されない場合があることが分かった。このことから、平成
27 年度では、振動励起機構にレーザーを採用し、レーザー打撃法の水中コンクリート構造物検査への適用性を検討するため、室内試験を実施した。
本稿では入射エネルギー、波長に対する振動振幅
依存性、水の濁度の影響、検査面への到達エネル─ 30 ─

図 1 実験配置図

振動が励起されるため、この振動の検出により、検査領域における内部欠陥の有無を判定することが可能となる。入射エネルギーを 1540 mJ、1100
mJ、570 mJ、420 mJ、210 mJ、85 mJ と変え、信号波形の取得を行った。
それぞれのエネルギーにおける信号波形を図
2 に、それぞれの波形を高速フーリエ変換したものを図 3 に示す。計測はエネルギー毎に 5 回ずつ行われ、示した波形はそれぞれの平均値を表す。
内部欠陥を有する領域には約 1250 Hz の固有振

図 2 各入射エネルギーにおいて取得した信号波形動数を持つたわみ振動が励起され、指数関数的に減衰することが分かる。この時の時定数は約 3.6
ミリ秒であった。また、実験に用いた供試体の水中での固有振動数である 1250 Hz における振幅スペクトル値をそれぞれの入射エネルギー毎にプロットしたものを図 4 に示す。エラーバーは 5
回の計測結果の標準偏差を示す。入射エネルギーの増加に応じて、振動スペクトル値が大きくなる
ことが確認できた。入射エネルギーが 100 mJ を下回ると信号レベルが大きく低下したため、背景雑音成分によっては、計測が困難となることが予
測される。

2.2

波長を変化させた場合の振動振幅の依存性

波長変換素子を用いて振動励起レーザーの波
長を 532 nm に変換し、入射エネルギーに対する振動振幅の依存性を求めた。波長変換素子を通過したレーザー光は波長 532 nm に変換され、ビー

図 3 各入射エネルギーにおける振幅スペクト
ル

ムスプリッタでエネルギーモニタ用と振動励起用のビームに分割される。振動励起用のビームは焦点距離 100 mm の集光レンズを通して水槽内に設置されたコンクリート供試体に、ビーム径約 5μm となるよう照射した。集光レンズは水槽から約 30cm の位置に設置した。コンクリート供試体の大きさは 300 x 300 x 100 mm で、内部に人工的な欠陥が配置されている。コンクリート供試体は水で満たされた水槽壁面から約 90 cm の位置に設置した。レーザー照射によってコンクリート供試体表面に励起された振動を、水槽外に設置され

図 4 1250 Hz の振幅スペクトル値（波長 1064 nm）

─ 31 ─

たレーザー振動計を用いて検出を行った。入射エ
ネルギーを 330 mJ、240 mJ、160 mJ、80 mJ、40 mJ、12 mJ と変え、信号波形の取得を行った。それぞれのエネルギーにおける信号波形を図 5 に、それぞれの波形を高速フーリエ変換したものを図 6に示す。計測はエネルギー毎に 5 回ずつ行い、示した波形はそれぞれの平均値を表す。内部欠陥を有する領域には約 1250 Hz の固有振動数を持つ
たわみ振動が励起され、指数関数的に減衰することが分かる。この時の時定数は約 3.6 ミリ秒であ図 5 各入射エネルギーにおいて取得した信号波形った。これより、励起されたたわみ振動の固有振
動数や減衰の時定数は、照射されるパルスレーザ
ーの波長に対する依存性がないことが確認された。実験に用いた供試体の水中での固有振動数である 1250 Hz における振幅スペクトル値をそれ
ぞれの入射エネルギー毎にプロットしたものを
図 7 に示す。エラーバーは 5 回の計測結果の標準偏差を示す。入射エネルギーが増加するにつれて、
振動スペクトル値が大きくなる傾向が、入射エネ
ルギーが約 80 mJ になるまで確認された。それ以降は、入射エネルギーに依らずほぼ一定の値をとっており、何らかの原因でエネルギーの一部しかたわみ振動励起に寄与していないと推測される。
2.3

濁度に対するレーザー光透過率

実際に計測を行う環境の水は、常に透明度が高いとは言えない。そのため、水の濁度を変えた場
合のレーザー光の透過特性を評価し、波長 1064
nm と 532 nm のレーザー光の濁度による減衰の

図 6 各入射エネルギーにおける振幅スペクト
ル

様子を確認した。
水の濁度の調節には、乳化性液状研磨剤（ピカール、平均粒径 3 μm、日本磨料工業株式会社）を用いた。水槽内水量に対して混入する研磨剤の量を 0 mg/L、30 mg/L、45 mg/L と増加し、その時の水槽へ入射するレーザー光エネルギーと透
過後のエネルギーを計測した。研磨剤を混入した
時の水槽内を通したカメラ用テストパターンの様子を図 8 に示す。図の(a)、(b)、(c)はそれぞれ、研磨剤量 0 mg/L、30 mg/L、45 mg/L の場合であ

図 7 1250 Hz の振幅スペクトル値（波長 532 nm）

─ 32 ─

(a) 0 mg/L, 900 mm(b) 30 mg/L, 300 mm(c) 45 mg/L, 300 mm

図 8 研磨剤混入量に対する水槽内テストパターン観察の様子る。また、(a)の場合は水槽長さ 900 mm であり、ーのうち、コンクリート表面まで到達するエネル(b)、(c)は長さ 300 mm である。図より、研磨剤のギーを求めた。図 10 に結果を示す。これより、混入によりパターンに対する視認性が変化する

たわみ振動が十分検出できるコンクリート表面様子が確認された。混入量が 30 mg/L の場合、混までの到達エネルギーは約 41 mJ（波長 1064 nm）、

入なし時と比べて少し良好程度の分解能でパターンを確認できているが、水槽長さは 3 分の 1

15になる。同じ水槽長さの場合でも、混入量が 45

0 mg/L30 mg/L
45 mg/L

mg/L に増えるとパターンの確認が困難になるこ
10とから、実環境下での計測を想定する際には、用いるレーザーの波長と水質や濁度に応じて適切な計測距離を設定する必要があると考えられる。

5

図 9 に、波長 1064 nm、532 nm の透過エネルギ
ー測定結果をそれぞれ示す。この時の水槽内の光0

路長は 30 cm であった。どちらの波長の場合も、

0

500

1000

混入する研磨剤量が増加するに従い、透過エネル

入射レーザーエネルギー [mJ]

ギー量は減少することが確認された。その変化量(a) 1064 nm

は 1064 nm に比べて 532 nm の方が大きいことが

1500

150

分かった。これは、波長が短い方が水質による散0 mg/L30 mg/L
45 mg/L

乱の影響を受けやすいためである。水による光の吸収は波長によってその特性が異なり、波長1001064 nm の光は、波長 532 nm の光よりも吸収されやすいことが知られている。よって、波長 106450

nm の光の減衰は主に水の吸収が支配的であり、散乱による減衰は小さい。一方、波長 532 nm の
光は水の吸収による減衰は小さく、散乱による影0

響を受けやすいことが分かった。

0

100

200

300

入射レーザーエネルギー [,mJ]

水による吸収や散乱、また、水と水槽の境界面での反射や各光学素子における損失などを考慮(b) 532 nm

して、前述した振動励起レーザーの入射エネルギ

図 9 研磨剤に対するレーザー透過エネルギー

─ 33 ─

約 30 mJ（波長 532 nm）であることが分かった。
2.4

到達エネルギーに対する振幅依存性

前節で求めた波長 1064 nm、532 nm のレーザー
光のコンクリート供試体表面に到達したエネル
ギーと、それぞれの 1250 Hz における振幅スペク
トル値をまとめたものを図 11 に示す。図より、
到達エネルギーが同じ場合でも、波長によって振図 10 水中 90 mm 伝搬後のレーザーエネルギー

幅スペクトル値が異なる事が分かる。これは、コンクリート供試体表面におけるレーザーの吸収率が波長によって異なり、波長 1064 nm の方が、
波長 532 nm よりも吸収がよいためと考えられる。
現状の装置を野外で適用するとした場合、水の層の厚みで計測が可能かを図 12 にまとめた。レ
ーザーの入射エネルギーは、波長 1064 nm の場合が 1540 mJ、波長 532 nm の場合が 330 mJ とした。
図 11 1250 Hz における振幅スペクトルの値

波長が 1064 nm ではレーザーが通過する水の層の厚みが 20 cm 以内であれば、信号波形の振幅は計測に十分な大きさを持つ。波長が 532 nm の場
合、レーザーが通過する水の層の厚みが 100 cm
程度までは、信号振幅は計測可能レベルにあると考えられるが、これは濁度が小さい場合に限られる。波長 532 nm のような可視光は、光路上に存在する不純物による散乱が強くなると考えられるため、到達エネルギーの低下が想定される。実験で用いた研磨剤で濃度 45 mg/L 程度の濁度であった場合、波長 532 nm で計測可能な信号を得

図 12 振幅スペクトル値と水中伝播距離の関係

られる距離は 30 cm 程度になると考えられる。
投入するエネルギーが増加するにつれて、振動振３．まとめ

幅が大きくなる傾向が確認された。ただし、波長

レーザー打撃法の水中コンクリート構造物検査への適用性を検討するため、室内試験を実施し532 nm においては、投入したエネルギーの一部しか振動に寄与していない現象が見られた。
波長 532 nm のレーザー光は波長 1064 nm のレた。
コンクリート表面に一定量エネルギーを到達させることができれば、水中でもたわみ振動を励ーザー光と比べて濁度の影響を大きく受けることが分かった。

起させることが可能であることが分かった。励起

コンクリート表面における吸収率に波長依存されるたわみ振動の固有振動数、減衰の時定数は性があることが分かった。波長 1064 nm のレーザ

波長に依らないと考えられる。励起された振動のー光の方が、波長 532 nm のレーザー光よりもよ

振幅にはレーザーエネルギーに依存性が見られ、く吸収される。

─ 34 ─

波長 1064 nm のレーザーを用いる場合、到達エ

大きいといった問題がある。利用可能な装置の大ネルギーを効率よく振動の励起に用いることが

きさや、水中を伝播させる距離などによって、用できるが、装置の大型化や水中を伝播可能な距離いるレーザー波長を適切に選択する必要がある。

が短いことが問題となる。一方、波長 532 nm のレーザーを用いる場合、装置の小型化や長距離の参考文献

水中伝播が可能となるが、到達エネルギーが振動

1) 島田義則

他: 非破壊検査, 61, 519-524, 2012．

励起に用いられる効率が悪く、濁度による影響が

2) 倉橋慎理

他：レーザー研究 42, 849-853,2014.

─ 35 ─

コンクリート欠陥検査のためのレーザー高速掃引技術の開発
レーザープロセス研究チーム
北村俊幸、倉橋真理、島田義則、藤田雅之
１．はじめに

機構関西光科学研究所で開発された繰返し周波数50 Hz

高度経済成長期に建設されたインフラの老朽化が進のNd:YAG レーザー装置（波長1064 nm、
パルス幅10 ns、

む中、重大な事故リスクの顕在化、維持管理・更新の負出力 1 J）が組み込まれる。衝撃波検出はレーザー干渉

担低減のため、高速かつ自動化された検査システムが必法により行う。衝撃波検出用レーザー（CW-Nd:YVO4

要とされている。現在、トンネル壁面に用いられている

レーザー第二高調波、波長 532 nm、出力 2 W）は偏光

コンクリートの劣化診断は、検査員が壁面を金槌で叩き、ビームスプリッターにより、プローブ光と参照光に分割

音の変化を聞き分けて判断する「打音法」と呼ばれる手される。参照光はフォトリフラクティブ結晶（以下、法である。この方法での劣化診断は検査に足場やクレーPRC）に照射される。対象物に照射されたプローブ光は、ン車が必要で、コストも時間も掛かる。それに対し、JR散乱し信号光となり、PRC に照射される。フォトリフ

西日本とレーザー技術総合研究所が開発したレーザー

ラクティブ効果によって重畳された信号光と参照光は、を使った検査手法 1)では、従来の手法と測定原理は変わ光検出器で干渉信号として検出される。照射位置制御部

らず、非接触・遠隔で検査できることから検査全体のコは、レーザー測距器とビーム発散角調整用レンズ対と、スト削減が期待されている。

ガルバノスキャナから構成される。装置と対象物までの

これまでの研究では、測定対象物へのレーザー照射位

実距離を計測することにより、衝撃波励起・検出用レー置の制御は回転式２軸ステージで行っていたが、ステー

ザー光の各焦点位置を制御し、測定範囲に対するガルバ

ジの回転速度等の問題により、1 ヶ所を測定するのに約

ノスキャナの駆動範囲が決定される。

2 秒の時間を必要としていた。対象物の広い範囲を高い
空間分解能で測定するためには、測定時間の短縮化が要

2．2 ガルバノスキャナによる高速スキャン

求されている。

図2 に使用したNutfield 社製ガルバノスキャナの外観

平成 27 年度では、レーザー照射位置移動にガルバノを示す。ガルバノスキャナは高速に制御できる回転軸にスキャナと、繰返し 25 Hz のレーザー装置を導入するこ

薄いミラーを取り付け、二枚のミラーで光路を動かすことにより、測定の高速化を進めた。本報告では、ガルバ
ノスキャナと Field Programmable Gate Array（FPGA）を用いて新たに開発した制御システムの概要を述べ、高速動作（25 Hz）によるコンクリート欠陥検査の結果について報告する。

２．実験装置
2.1 高速レーザーコンクリート診断装置
図 1 に平成 27 年度に構築したコンクリート診断装置

図 1 高速掃引レーザー欠陥検出装置概略図。衝撃波励の概念図を示す。装置は、衝撃波励起用レーザー部、衝起用レーザーと衝撃波検出用レーザーはダイク

撃波検出用レーザー部、照射位置制御部で構成されていロイックミラー2 で結合され、ガルバノミラーにる。衝撃波励起用レーザーには、量子科学技術研究開発

より検査面上を高速で走査される。

─ 36 ─

(a)

(b)

20cm
図2

Nutfield 社製ガルバノスキャナとにより、ポインティングを正確かつ高速に動かす装置

図 3 ガルバノスキャナ性能評価試験。8 m 先のレーザー位置（a）初期位置、(b) 7ms 後である。また、ミラーは衝撃波検出の感度向上のため、通常の 2 倍の開口径 50 mm とした。ミラーが大きくなると高速動作の際にミラー自身の重さ・剛性等が計測にPC から GUI（グラフィカル・ユーザー・インターフェース）を操作することにより行った。
検査システム実行フローは以下の順に行った。

影響してくる。そのため、ミラーの基材には軽量かつ剛1. レーザー距離計からデータを取得し、各レーザーの性の高いシリコンカーバイド(SiC)を使用した。
ガルバノスキャナの駆動性能を確認するために、高速移動の実測を行った。ガルバノスキャナの駆動速度を最高速度（4.55 rad/s）に設定し、8 m 先で 25 cm（31 mrad）

焦点を検査対象面に合わせる。
2. 検査対象に衝撃波検出用レーザーを当てる点数と掃引間隔を決める。

移動する指令を出した時の衝撃波検出用レーザーの位

3. システムの実行ボタンを押し、インパクト用レーザ

置をハイスピードカメラ（1000FPS：1 フレーム 1 ms）

ー、ガルバノスキャナ、計測機器にそれぞれスター

で撮影を行った。
結果を図3に示す。
図3(a)は初期位置、

ト用トリガを送り、検査対象面をスキャンする。

図 3(b)は動作終了時 7 フレーム目（7 ms 後）の位置であ4. 各測定点の振動データを解析し、健全もしくは欠陥る。31 mrad を速度 4.55 ra/s で駆動する時間は、約 6.8 ms

判定を行い、表示を行う。

であり、加速・減速の時間を考慮すると、ガルバノスキ

レーザー距離計からは RS232C 通信でデータ取得を

ャナは仕様性能を満たしていると言える。

行い、他のシステムには USB を介して通信を行う。ス
タート・トリガ信号に関しては BNC ケーブルを介して

2．3 制御システム

各装置に送る。個々の装置の同期は、マスタークロック

制御システムのソフトウェアのプログラミングには
日本ナショナルインスツルメンツ社(NI)の LabVIEW を使用した。μs オーダーの正確な制御が必要な機器に関（DG645）からの TTL 信号を間引くことで行った。信
号処理に FPGA を利用することにより、TTL 信号自体の遅延は 125ns 以下に抑えられている。

しては NI CompactRIO ボードの Field Programmable Gate

光検出器からの信号は、高速データ処理装置により、

Array(FPGA)を用いた。また、ms 以上で制御可能な機器

信号波形の取得、取得された信号波形の高速フーリエ変に対しては PC 本体から直接制御を行った。図 4 に制御換、得られた信号スペクトルへの診断アルゴリズム適用

レイアウトを示す。システムの実行、パラメーターの変し判定される。

更等は PC 上で制御を行い、FPGA への指令に関しては
─ 37 ─

図 4 制御レイアウト

図5 高速レーザーコンクリート診断装置によるコンク
リート供試体の診断結果

３．実験
高速レーザーコンクリート診断を確認するために、内行った。ガルバノスキャナと FPGA を用いたシステム

部に空洞を持つコンクリート供試体（500 mm×500 mmと高繰り返しレーザーを使用したことにより、検査対象

×100 mm）の掃引計測を行った。照射範囲は中心部 200の各点ごとの検査を従来よりも 50 倍高速化を達成した。

mm×200 mm、測定間隔 33 mm、49 点（縦 7×横 7）の今後はさらなる高速化、また屋外実験に向けて装置全体測定を行った。

の再設計、システムの構築を行う。

図 5 に実験結果を示す。図の赤い部分が欠陥と認識された場所で、緑の部分が健全と認識された場所である。
測定開始から終了までに必要な時間は約 2 s であった。
この結果は、従来の 0.5 Hz（2 秒）毎の掃引測定で得られた欠陥分布と同じであり、判定精度を落とすことなく

謝辞：本研究の実施にあたり、量子科学技術研究開発機
構関西光科学研究所の多大な協力を得た。また本研究は、内閣府総合科学技術・イノベーション会議の「SIP イ
ンフラ維持管理・更新・マネジメント技術」(管理法
人:JST)によって実施された。

高速化を達成したことを意味する。

参考文献

４．まとめ
コンクリート欠陥高速探査制御システムの開発を

1) 島田義則: 電気学会誌, 135, 834-837, 2015．

─ 38 ─

フェムト秒レーザー計測による D-アミノ酸酸化酵素の機能阻害効果の研究
レーザーバイオ化学研究チーム
谷口誠治、ハイク コスロービアン
的に観測することにより、蛋白質の機能メカニズムの情

1．序
蛋白質やそれを基に構成される酵素は、化学物質の吸収、輸送、代謝等、生体内における様々な化学反応を制報を得ることができる。同様に、DAAO と阻害剤との反応過程についても情報を得ることが期待できる。

御する触媒として働く。蛋白質の機能解析の有力な手法のひとつに、目的の蛋白質（蛋白質中に存在する補因子）に作用する異なる複数の分子（基質）をそれぞれ付加し、その反応性を比較するものがある。この手法は、ウィルスの蛋白質機能を阻害して増殖を抑制したり、人体内で異常な機能を示す蛋白質を不活性化し治療する等の機能阻害効果を持つ薬剤（阻害剤）の開発にも用い
図 1 D-アミノ酸酸化酵素（DAAO）の反応スキーム

られている。
機能阻害効果について最近注目を集めている酵素にD-アミノ酸酸化酵素（D-amino acid oxidase, DAAO）がある。DAAO は D-アミノ酸を分解（代謝）する機能を持ち（図 1）、ヒトを含む生体の腎臓や肝臓、脳等に多く存在する。しかし、生体は本来 L-アミノ酸のみによって構成されるため、その具体的な役割はよくわかって

図 2 阻害分子による DAAO の機能阻害効果いなかった。近年、福井ら（徳島大）は統合失調症患者の脳内D-アミノ酸濃度がDAAOの異常活性により通常(a)よりも低下していることをつきとめ、阻害剤の投与によ(b)

り脳内 DAAO の反応活性を抑制（図 2）した結果、治療に有効であると報告した 1, 2)。この報告は、生体内での DAAO の役割を明確にするだけでなく、様々な脳疾患の治療薬開発に繋がる重要な意義を持つ。
一方で、DAAO は光科学の観点からみても興味深い酵素である。FAD（フラビンアデニンジヌクレオチ
ド）を補因子に持つ DAAO はフラビン蛋白質の一種で、

図 3 (a) ブタ腎臓由来 D-アミノ酸酸化酵素（DAAO）

FAD 中のイソアロキサジン（Iso、図 3 (b)中（ ）内の分の結晶構造（2 量体、PDB ID : 1VE9）、 (b) 補因子）は青色領域の光を吸収し緑色（530 nm 付近）の蛍

子フラビンアデニンジヌクレオチド（FAD）

光を発する。その強度やスペクトル形状、また減衰寿命の分子図

は蛋白質の反応に敏感に応答するため、それらを分光学

─ 39 ─

我々の目的は、DAAO の蛍光過程と機能阻害効果のおよび 60 mM の m-AB をそれぞれ添加した試料の吸収関連性や、時間分解蛍光計測法の阻害効果観測への有用

スペクトルを示す。DAAO の吸収帯は FAD の第一電子性等を明らかにすることである。これまでに、ブタ腎臓

励起状態に由来し、吸収ピーク波長は 375、450 nm であ由来の DAAO を用い、阻害剤 2-アミノ安息香酸ナトリ

る。ただし、DAAO は溶液中では単量体だけでなく 2ウム（o-AB）を添加した場合の補因子 FAD の蛍光を評量体としても存在することが知られており 5)、この試料価した。蛍光寿命は約 300 fs であり、o-AB と結合したはDAAO 単量体と2 量体の2 種が混合したものである。

電荷移動錯体（CT 錯体）に起因することを明らかにし

DAAO に m-AB を添加すると、吸収スペクトルに変化た。また蛋白構造が異なる場合には阻害剤 o-AB との反がみられる。FAD の上記吸収帯の吸光度は減少し、応も異なり、阻害効果にも影響する結果が得られた 3)。

500~600 nm の領域に新たな吸収帯が生成された。m-AB

平成 27 年度は、阻害剤を 3-アミノ安息香酸ナトリウ

添加濃度の増加に伴いこの変化は更に大きくなることム（m-AB）に変更し、DAAO の補因子 FAD の蛍光をから、新たな吸収帯は DAAO 中の FAD と m-AB が結計測することにより、阻害剤の分子構造が機能阻害に与合し生成した CT 錯体 6)に由来するものであることがわえる効果について比較検討した。

かる。

２．実験

3.2 フェムト秒蛍光計測による阻害効果の検討

実験には、ブタ腎臓由来 D-アミノ酸オキシダーゼ

DAAO および m-AB 添加試料のフェムト秒蛍光計測（DAAO、Aldlich）を精製したものを使用した。溶媒に結果を図 6 に示す。測定波長は FAD の蛍光ピークであは、塩酸により pH を 8.3 に調整したピロリン酸緩衝液

る 523 nm に固定した。DAAO のみの試料の蛍光は非指（17 mM）を用いた。阻害剤には 3-アミノ安息香酸ナト

数関数の減衰を示し、3 成分指数関数（式（1））によ

リウム（m-AB）（東京化成工業、図 4）を用いた。m-AB

るフィッティングから、0.54 ps（0.27）、3.3 ps（0.36）、と 2-アミノ安息香酸ナトリウム（o-AB、図 4）では、芳38 ps（0.37）の寿命成分が得られた（（ ）内は前指数香環に結合するカルボキシル基とアミノ基の相対配置

因子の比）。
3が異なる蛍光の計測にはチタンサファイアレーザー

F(t)   Ai exp(t /  i )（Coherent, Mira-800）を光源に用いた蛍光アップコンバ
ージョンシステムを用いた 4)。励起波長は 410 nm、装置の時間分解能は約 200 fs である。

(1)

i1

これらの寿命は光励起された FAD と周囲に存在するアミノ酸残基との電子移動過程によるものである。寿命

図 4 阻害剤の分子構造（（左）3-アミノ安息香酸ナト
リウム（m-AB）、（右）2-アミノ安息香酸ナトリウム（o-AB））

３．結果と考察
図 5 DAAO のみ（点線）、m-AB を 20 mM（破線）、

3.1 阻害剤添加試料の吸収スペクトル
図 5 に、DAAO 水溶液（〜0.5 mM）と、それに 20 mM

─ 40 ─

60 mM（実線）添加した試料の各吸収スペクトル（電子移動速度）は FAD とそれに関与するアミノ酸残やや小さく、DAAO中のFADと結合する際により深く蛋白基（チロシン、トリプトファンなど）の距離、つまり蛋質内部に侵入するものの、蛋白質構造の微弱な変化の影

白質構造の変化に直接的に依存することから、DAAO

響を受けやすいと考えられる。すなわち、阻害剤の開発

は水溶液中で少なくとも 2 種以上の構造異性を持つ可には、阻害分子および蛋白質の構造因子を考慮すること能性がある。これまでの研究から、DAAO は水溶液中が重要であると言える。今後、水溶液中における蛋白質構では単量体と 2 量体が混在しており、単量体の励起寿命造の計算や、蛍光計測を継続して行うことで、詳細に検は 160 ps と長くフェムト秒領域の測定では計測されな討する。

いため、3.3 ps および 38 ps の寿命成分は 2 量体を構成する 2 種の構造異性体（サブユニット、図 7）の各励起寿命である可能性が高いことがわかっている 7,8)。0.54 psの寿命成分については、不純物かあるいは蛋白構造が解けた（denatured）FAD の蛍光の溶媒和の影響によるものと考えられるが、明確ではない。
一方、DAAO に阻害剤 m-AB を添加した試料では、阻害剤濃度の増加とともに、ＣＴ錯体が増加しDAAO濃度が低下するため蛍光量も低下する。また新たに寿命 0.2~0.3
ps の超高速減衰成分が生成し、阻害剤濃度の増加に対してその存在比が増加するとともに、2 量体の励起寿命（3.3 ps および 38 ps）の存在比は低下した。このことか

図6

DAAO のみ（0 mM）、m-AB 20 mM、60 mM

ら、超高速寿命成分は DAAO の 2 量体と m-AB 間で形

添加試料の各フェムト秒蛍光データと 3 成分

成された錯体に起因するものであると考えられる。次に各指数関数による蛍光寿命フィッティング曲線

蛍光データを、2 量体の各励起寿命に錯体の超高速寿命（図中各実線、観測波長 523 nm）

成分を加えた 3 成分指数関数によりフィッティングし、
m-AB と錯体を形成しない残留 2 量体の 2 つの励起寿命の前指数因子の比（存在比）を比較した。その結果、存在比は添加濃度に関わらずほぼ 1:1 を保持し、m-AB のDAAO 各サブユニットへの反応性は同等であることがわかった。
この結果は、以前に報告した o-AB 添加時のものとは異なる。添加濃度 18 mM、71 mM の o-AB 添加時の残留

図 7 MD 計算により予測された、水溶液中で 2 量体

DAAO の 2 量体の各サブユニットの存在比は、それぞれを形成する DAAO の 2 種の蛋白質構造異性体

1.21、1.72 と変化した。これは 37.8 ps の寿命を持つサブユ（サブユニット A、B) 8)

ニットの方が 3.7 ps のサブユニットよりも阻害剤 o-AB との結合性が高く、錯体形成が優先して起こるためと考えられ４．まとめ

る 3)。この阻害剤の違いによる結果は、o-AB は DAAO サ

本研究では、阻害剤の分子構造が D-アミノ酸酸化酵

ブユニットに対する反応選択性を有するが、m-AB は持た素（DAAO）の機能阻害に与える効果を明らかにするたないことを示している。o-ABは m-AB と比べ分子サイズがめに、阻害剤 3-アミノ安息香酸ナトリウム（m-AB）を

─ 41 ─

添加した時のDAAO中FADからの蛍光を時間分解計測

参考文献

した。蛍光の時間変化を指数関数でフィッティングする

1) K. Fukui, H. K. Park, T. Kawazoe, K. Ono, S. Iwana, Y.

ことにより、阻害剤 m-AB は DAAO 内の構造異性体（サ

Tomita, K. Yorita, T. Sakai and Y. H. Kong: Flavins andブユニット）への反応選択性を持たないことがわかった。

Flavoproteins, 2005, 853-860, 2005.

これは、以前に報告した阻害剤（2-アミノ安息香酸ナト

2) S. Ishikawa, T. Kawazoe, H. K. Park, K. Tsuchiya, K. Ono, K.

リウム（o-AB））とは異なった挙動である。この要因

Yorita, T. Sakai, T. Kusumi and K. Fukui: J. Enzim.

には、蛋白質および阻害分子双方の構造因子が深く関与

Inhib., 23, 901-911, 2008.

しているものと考えられる。つまり、阻害剤の開発には

3) 谷口誠治 他: ILT0214 年報、レーザー技術総合研究所、
2014.

阻害分子および蛋白質の構造因子を考慮することが重要

4) N. Mataga, H. Chosrowjan, S. Taniguchi, F. Tanaka, N . Kido andであることを示している。

M. Kitamura: J. Phys. Chem. B, 106, 8917-8920, 2002.
5) N. Nakashima, K. Yoshihara, F. Tanaka and K. Yagi: J. Biol.

謝辞

Chem., 256, 5361-5263, 1980.

本研究の実施にあたり、科学研究費補助金（基盤研究(C)、課題番号26410029）の支援を得た。また本研究は

6) F. Tanaka, N. Tamai and I. Yamazaki: Biochemistry, 28,

田中文夫 Chulalongkorn大学客員教授（レーザー総研特4259-4262, 1989.

別研究員（兼務））との共同研究である。また計測に用

7) F. Tanaka et al.: Biochemistry, 28, 4259-4262, 1989.

いた酵素の精製には、北村昌也大阪市立大学大学院工学

8) A. Nueangaudom et al.: Phys. Chem. Chem. Phys., 16, 1930-1944,

研究科教授、中西猛同講師の協力を得た。ご協力頂いた
方々に感謝致します。

─ 42 ─

2014.

Carbonyl motion of the photoactive yellow protein (PYP)
chromophore probed by ultrafast circular dichroism
Laser Biochemistry Research TeamHaik Chosrowjan and Seiji Taniguchi
1．Introduction

photocycle intermediate with a yield of about 0.3. On the otherMimicking the capabilities of biomolecules to convert light

hand, UV-VIS and IR time-resolved absorption spectroscopic

into energy for engineering artificial nano-devices is a current

studies show that blue light absorption actually opens two

scientific challenge1). This goal however requires a previous

competitive channels: a reactive channel mentioned above anddetailed understanding of the natural transduction mechanisms

a non-reactive one which restores the initial ground state (pG)at work on molecular scale. Over the past decade, photoactive

through the formation of ground state intermediate (GSI).

yellow protein (PYP) has become a model system for studying

Although the existence of GSI is well established, its naturelight conversion processes in biological photoreceptors2).

remains disputed: has it a distorted vibrationally hot trans-, orMoreover, PYP has been also used for development of new

cis-like conformation?

protein labeling probes for fluorescence imaging3). PYP is a

Although the UV-VIS transient absorption spectroscopy

photoreceptor involved in blue light negative phototactic

allows characterization of different electronic states involved in

response of several halophilic bacteria. The photoresponse is

the PYP photocycle, it does not provide direct structural

mediated by the deprotonated trans-p-coumaric acidinformation on the chromophore. In contrast, circularcovalently linked to the protein via a thioester bond (Fig. 1).

dichroism (CD), the difference in absorption for left- and rightUpon blue light irradiation, the protein undergoes acircularly polarized light, is very sensitive to the molecular

photocycle which triggers a signal transduction. It is known

structure (geometry), hence can provide sensitive informationthat the first step of the photocycle involves the trans-cis

on molecular conformation on sub-picosecond time scale. In

isomerization of the chromophore through the flipping motion

particular, it is well known that the sign of CD signals

ofassociated with the absorption bands of carbonyl groups canthethioester

carbonyl

group

(C=O)

on

the

femto-picosecond time scale, leaving intact the geometry of

reveal precise information about their environments4).

phenolate side. This reaction leads to formation of the first

In this report, we present first results of transient CD on
wild-type (WT) PYP and its R52Q mutant (arginine at 52
position was replaced by neutral glutamine) and identify theorigin of GSI in the non-reactive channel of excited PYP’s
deactivation process.
2．Experimental Section
WT-PYP and R52Q were produced as previously
described5). Samples were prepared in Tris-HCl buffer (10mM) at pH 8.1. Steady-state CD spectra were measured witha Jasco J710 spectropolarimeter. Subpicosecond time-

Fig. 1 Schematic representation of the PYP binding pocket

resolved experiments were carried out with the setup
─ 43 ─

described elsewhere4). Briefly, the pump beam (~ 420 nm)
was directly obtained by frequency-doubling a 1 kHz
Ti-sapphire laser. The pulse energy was about 1 J. The
pulses were focused to a 208×137 m2 elliptical spot in a
1 mm path length silica cell. The probe, tuned between 300
and 355 nm, was generated through optical parametricamplification of a white-light continuum followed bysecond-harmonic generation stage. It was focused to a
83×34 m2 elliptical point on the sample. The two laser
Fig. 2 Absorption and CD spectra of R52Q mutant

beams passed through a common polarizer to ensure exactly
parallel polarizations and their superposition was assured
with a 50 m pinhole at the sample position. Pump-probe

chromophore C=O group based on the following

cross-correlation (instrument response function) has been

observations:

measured to be about 800 fs. Time resolved CD(a) In this spectral range, strong CD signal associated with ameasurements were performed by evaluating the variation of

weak absorption is known to be a typical feature of n*

the laser beam ellipticity with a Babinet-Soleil compensatortransitions of C=O groups, and (b) the positive sign of the CD,

and a crossed analyzer, as a function of the pump-probe

in accordance with the octant rule7), is associated with thedelay. Measurements were conducted with- and without thepresence of N atom (N69) borne by the nearby Cys69 residue.

pump to extract the CD changes (CD) and absorption

Time-resolved experiments on both WT-PYP and R52Q

changes (αL = ln(10)×OD, where OD is the opticalmutant yielded comparable results. The photo-physicaldensity change) induced by the excitation. In the following,processes at work in both proteins are essentially the same.

we note that ��� � �δα� � � δα� �L, where δα� and

The main quantitative difference is that the absence of arginineδα� are the absorption coefficient changes for left or rightin R52Q slows the excited-state deactivation and decreases thecircular polarization, respectively, and L is the cell opticalisomerization quantum yield of the chromophore. The

path length. Note that αL and CD are unitless quantities.

non-reactive branch of the photocycle was found to be
reinforced in R52Q: about 80 % of the excited chromophores
restore the ground state (pG) without initiating the photocycle,

3．Results and discussion
Interestingly, the steady-state CD spectra of WT-PYP andversus 70 % in WT-PYP.

R52Q are identical6), emphasizing the fact that this mutation

We carried out time-resolved measurements in 300 – 355

neither brings any dramatic change to the chromophore

nm spectral range. It corresponds to the spectral domain

electronic state nor to its conformation. Hence, in the following

relevant for the chromophore C=O transition. Two types ofmainly the results of R52Q mutant will be displayed andexperiments were carried out. First, a "regular" pump-probe

discussed. Comparison with the apoprotein showed that thetransient absorption experiment was performed to obtain thenegative CD signal below 300 nm arises from the protein

excited state absorption (ESA) relaxation time of the protein

backbone whereas the positive signal above 300 nm is due to(3.2  0.6 ps). Next, time resolved CD experiments werethe chromophore itself (Fig. 2). Specifically, the CD structure

performed. A typical result for R52Q at 332 nm, displaying thein the 300 - 320 nm range has been assigned to thechange of CD signal (CD) as a function of pump-probe─ 44 ─

(CDpG = 2.7×10-4), but also much larger in absolute
amplitude. It is well established that CD signals are closely
connected to the C=O environment. The octant rule allows
obtaining the absolute sign of the CD by considering theenvironment of a C=O bond. The principle of the octant ruleis the following: given an atomic group A located in thevicinity of the C=O bond and defining its position relative tothe middle of the C=O bond with a vector ����� , its
contribution to the CD is given by7):

Fig. 3 Transient CD in R52Q at 332 nm. The inset

Θ�

compares wavelength dependence of the absorption
maximum and CD changes in arbitrary units.

delay, is shown in Fig. 3. It gives the amplitude and sign of the CDchanges induced by the pump at positive delays. Immediately after

the excitation, a large negative signal with an averagerelaxation time of 2.1  0.8 ps was observed. Although thistime constant slightly differs from that found for αL, a directcomparison of both signals on a normalized scale confirmsthat the relaxation times are indeed comparable. Anotherinteresting feature, shown in the inset of Fig. 3, is that theamplitudes of αL and CD display similar wavelength
dependence immediately after the excitation. These two
observations clearly indicate that both signals stem from thesame electronic state.
The most striking feature of R52Q transient CD is thelarge negative value of the signal observed immediately after
the excitation in the whole 300 – 355 nm spectral region. We
calculated the CD contribution of the pG* state (CDpG*) toCD of R52Q at 332 nm for the following two cases: (a) the
excited-state is considered to be structurally homogeneous,while in the case (b) the excited state is assumed to be
structurally heterogeneous. We found that CDpG* and theaverage of CDpG* (<CDpG*>) for homogeneous andheterogeneous cases, respectively, both have about – 0.015
values. Namely, the CD of pG* state is not only of opposite
sign compared with that of the initial ground state pG

����
�
���

(1)

Here Θ isisthe
thecontribution
contributionof
ofthe
the atomic
atomic group A to theCD, ����
thedistancedistancebetween
betweenAAandandC,
C, andand x,
x, y, z are�� isisthe
the Cartesian coordinates of the normalized vector����� ���� . The product xyz expresses the "octant rule",

which assigns a different sign for various octants. The inverse
dependence with the fourth power of the distance implies that
only the closest groups play a role. To investigate the CD in
the ground state of WT-PYP, we examined its
crystallographic structure (1UWN) obtained from the Protein
Data Bank (PDB). Two main contributors to the CD of theground-state were recognized. The dominant one comesfrom the N69 atom, yielding a positive contribution to the
CD. The second contribution comes from the S atom ofCys69 (S69), giving a negative contribution to the CD. The
N69 contribution, however, is found to be stronger. The total
steady-state CD of WT-PYP is thus expected to be slightly
positive, as experimentally observed. Since the R52Q
mutation has no effect on the steady-state CD spectra of theprotein, it can be deduced that the local environment of thechromophore C=O remains similar to that of WT-PYP. Thisis consistent with the X-ray structure of R52Q (PDB, 2D02).
To determine the role of the C=O group’s relative
position with respect to the protein backbone, we computed
the CD by summing the contributions of N69 and S69 atoms
as a function of the C=O rotation about the C2–C3 axis. The
result is displayed in Fig. 4, where 0° corresponds to the─ 45 ─

CDpG* (<CDpG*>) found considering a structurally
heterogeneous excited state can be reached only if the
distribution of the chromophore C=O angles is located in thesame confidence interval. It can be inferred that upon
excitation the main part of excited-state population undergoes
the same structural changes. The excited state can be thus
considered as structurally homogeneous. Interestingly, thisflipping motion of the chromophore C=O has two effects.
Fig. 4 Calculated variation of CD associated with the pG

First, it drives N69 further away from the chromophore C=O

state of R52Q and WT-PYP as a function of C=O

and it puts S69 in a more favorable position for the octant

rotation angle about the C2-C3 axis. Positive angle

rule, increasing its negative contribution to the CD signal.

corresponds to a rotation of C=O towards the Phe96

Second, one can see in Fig. 4 that a large rotation of the C=O

residue (inset).

group (> 90°) is not expected to have a significant effect on
the CD signals. The CD associated to the chromophore in

ground-state configuration. Two observations are worthwhile.

the full cis conformation ( = 180°) is therefore expected toFirst, the strong negative CD signal, when the chromophore

be very small. On the contrary, a partial flipping of the

C=O is rotated by about 30°, was observed. As shown in thechromophore C=O (+17° < < +53°) yields a large negative

inset of Fig. 4, this rotation corresponds to a motion of theCD. Hence, the strong negative CD observed immediately

C=O towards the reader; it leads to a decrease of the distanceafter the excitation is due to a fast (<< 0.8 ps) unidirectional

between the chromophore C=O and the Phe96 residue, inpartial flip of the chromophore C=O group in the excitedagreement with photoisomerization trajectories8). Contrary,state.

the rotation in the opposite direction induces significantly

To explore the C=O motion following the excited-statesmaller variations of the CD signal, the larger ones associateddeactivation, we compared the kinetics of the αL and CD

to positive signals. In order to reach quantitative conclusions,for the following two cases: (1) the CD associated with GSI

the calculated CD amplitudes of Fig. 4 have been scaled so as

has the same value as that of the excited state (CDGSI = CDpG*,-4

to yield a value of 2.7×10 for an angle of 0°, whichi. e. the chromophore C=O remains twisted in GSI) and (2)corresponds to the trans structure of pG. CDpG* at 332 nm,

the CD associated with GSI has the same value as that of theestimated considering a structurally homogeneous excitedpG (CDGSI=CDpG, i. e. the chromophore C=O recovered its

state, is indicated by the solid gray line. It crosses theoriginal position in GSI).

calculated CD curve at  = +22° and +45°. Next, we took

In Fig. 5, simulated transient absorption (a) and CD (b)into account both the error on the experimental determination

curves for both hypotheses have been plotted. Eachof CDpG* and the error on the calculated CD by allowing an

hypothesis predicts different behavior for the relaxation of theeffective tolerance of ±15 % on the level of CDpG* in Fig. 4,transient CD signal. If the geometry of the chromophore

the calculated CD curve being kept fixed. The dotted gray

C=O in GSI is close to that of pG, there is no clear differencelines thereby obtained cross the calculated curve at values

between the transient CD and transient absorption kinetics. In

which define a confidence interval for the torsion angle: +17°

contrast, the transient CD is expected to exhibit a much< < +53°. The remarkably large negative average value of─ 46 ─

For the proteins that do not enter the signaling photocycle,transient CD provides strong evidence that the carbonyl groupmoves back to its initial position, leading to the formation of anonreactive GSI of trans configuration. The initial ground-stateis then restored within 3 ps. Comparative study of R52Q andWT PYP provided direct evidence that the absence of arginine
at 52-position has no effect on the conformational changes of
the chromophore during those steps.
Fig. 5 (a) Normalized αL and (b) CD dynamics for the
hypothesis that CDGSI = CDpG* (dashed line) and for

Acknowledgment
This work was conducted in cooperation with Dr. F.

the hypothesis that CDGSI = CDpG (solid line)

Hache, Dr. P. Changenet-Barret (Ecole Polytechnique, France)slower decay than the transient absorption if the geometry ofand Dr. Y. Imamoto (Kyoto University) for which we express

the chromophore C=O in GSI remains close to that of the

our sincere gratitude.

excited state; a CD relaxation time of about 9 ps is obtained.
Such a slow decay, and significant difference with theReferencestransient absorption decay, is not compatible with our

1) P. Changenet-Barret, C. Loukou, C. Ley, F. Lacombat, P. Plaza,experimental findings (Fig. 5). We therefore conclude that

J.-M. Mallet, and M. M. Martin: Phys. Chem. Chem. Phys., 12,

the conformation of the chromophore C=O in GSI is very

13715 - 13723, 2010.
2) Y. Imamoto, and M. Kataoka: Photochem. Photobiol., 83, 40 - 49,

close to that of the pG.

2007.
3) Y. Hori, K. Nakaki, M. Sato, S. Mizukami, and K. Kikuchi:

4．Conclusions

Angew. Chem. Int. Ed. Engl., 51, 5611 - 5614, 2012.

Motions of the trans-p-coumaric acid carbonyl group
following the photo-excitation of the R52Q mutant of photo-4) F. Hache: In Circular dichroism: Theory, Spectroscopy; D. S.

active yellow protein have been investigated for the first time

Rodgers, Ed.; Nova Science Publishers: New York, p. 255, 2012.

by ultra-fast time-resolved CD spectroscopy in near UV region.

5) Y. Imamoto, T. Ito, M. Kataoka, and F. Tokunaga: FEBS Lett.,
374, 157 - 160, 1995.

Quantitative analyses based on the octant rule and a kinetic
model developed previously allowed following the6) L. Mendonça, F. Hache, P. Changenet-Barret, P. Plaza, H.

photoinduced motion of the chromophore’s carbonyl group.

Chosrowjan, S. Taniguchi, and Y. Imamoto: J. Am. Chem. Soc.,

We suggested a description of the initial events occurring in

135, 14637 – 14643, 2013.

the non-reactive part of the PYP photocycle. Immediately after

7) A. Rodger, and B. Norden: Circular dichroism and linear

the excitation, the transient CD showed a large negative peak,dichroism; Oxford University Press: Oxford, p. 293, 1997.

indicating that the carbonyl group undergoes a fast (<<0.8 ps)

8) G. Groenhof, M. Bouxin-Cademartory, B. Hess, S. P. de Visser, H.

and unidirectional flipping motion in the excited state with an

J. C. Berendsen, M. Olivucci, A. E. Mark, and M. A. Robb: J. Am.

angle of about 17°-53°.

Chem. Soc., 126, 4228 - 4233, 2004.

─ 47 ─

液中レーザーアブレーションによるナノ粒子作製:酸化亜鉛の還元・ナノ粒子化と空気電池への応用
レーザーバイオ化学研究チーム 1、関西大学システム理工学部 2
谷口誠治 1、木村優作 2、佐伯 拓 2
圧と電流特性が得られ、液中レーザーアブレーションに

１．はじめに
金属空気電池とは金属と酸素を反応させ電力を取り出す装置であり、次世代の汎用電源として期待されていより効率良くMgO のナノ粒子化が起こることがわかった 3,4)。

る。この電池は正極側に活物質を必要とせず、その分電

本報告では、新たな金属酸化物材料として酸化亜鉛

池内に負極の活物質を多く充填できるため、従来の電池（ZnO）粉体を用いて液中レーザーアブレーションによに比べて放電容量を大きくできるという利点がある（図る還元・ナノ粒子化実験を行い、生成物の物性や電気特1）。このことから近年、リチウムイオン電池に代わる性について評価した結果について述べる。亜鉛空気電池

電源として様々な金属を負極側活物質に用いた研究がは、補聴器やページャー用電池としての実用化例（図行われている。通常空気電池は、充電可能な 2 次電池の2）があり、本手法の有用性をより実用に近い形で検証

代わりに負極をカートリッジ化して用いる１次電池とできる。

して利用される。この理由は使用後の金属が粉末状の金属酸化物となるためであるが、この金属酸化物を金属に戻す（還元）することができれば、空気電池はリサイク
ル可能なクリーンエネルギー源としてその応用範囲は大きく広がるものと考えられる。
我々はこれまで、液中レーザーアブレーション法を用
いて金属酸化物の還元・ナノ粒子化を 1 段階で行う簡便

図 1 金属空気電池の動作原理図

な手法の開発を行ってきた。この方式の特徴は、①液体中の金属酸化物にレーザー光を照射して瞬時にプラズ
マ化、原子化させることで酸素と金属を分離（還元）する。②プラズマ化した金属は照射点近傍を離れると周囲の液体により急速に冷却され、原子同士が凝集しナノ粒子化する。またこの方式では液体自体が冷却剤となるため、チャンバーや冷却ガス等を必要とせず、シンプルな

図 2 亜鉛空気電池の構造（電池工業会 HP

装置である。これまでの研究の結果、酸化第二鉄（http://www.baj.or.jp）より抜粋）（Fe2O3）粉体の懸濁液にパルスレーザーを照射することで酸化第一鉄（Fe3O4）あるいは鉄（Fe）への還元・

２．実験

ナノ粒子化が起こることがわかった 1,2)。また、酸化マ

図 3 に液中レーザーアブレーション実験の模式図をグネシウム（MgO）用いてレーザー照射後の生成物か示す 1)。反応槽には底部が円錐状となっているナシ型フら空気電池電極を作成してその電気特性を調べた結果、ラスコを用いた。酸化亜鉛粉体と溶媒を加えた後、空気

通常の Mg 金属板を用いた空気電池と同程度の出力電中の酸素の影響を抑制するためアルゴン置換を行い、フ─ 48 ─

ラスコの底部からレーザー光を打ち上げた。この方式では顕著な色の変化は見られなかったが、アセトンおよびは、粒径の大きな酸化亜鉛粉体は底部に沈殿するためレMeCN 中では黄〜茶色に、EtOH 中では黒色にそれぞれーザー光を原料に直接照射できる。また溶媒の熱対流に変化した。また、レーザー照射波長を第二高調波（532nm、より撹拌と同様の効果が得られ、微細化した生成物が溶1.3W、10Hz、 1 時間照射）および第三高調波（355nm、媒内に分散しやすい等の利点がある。照射原料には、酸

0.35W、10Hz、１時間照射）に変更した場合にも同様の化亜鉛粉体（ZnO、純度 99.9%、粒径 〜5μm、和光純薬）

挙動が見られた。試料の色彩変化の要因には、還元 Znを用い、溶媒には蒸留水、アセトン、アセトニトリル

ナノ粒子の生成、または溶媒分子の熱分解等の変成が考（MeCN）、エタノール（EtOH）を用いた。レーザー光えられる。それを確認するために、同様の溶媒中に亜鉛

源には、ナノ秒パルス YAG レーザー（Surelite I（コン（Zn）粉体を加え、レーザー照射し Zn ナノ粒子懸濁液

ティニュアム社）、パルス幅 8ns（FWHM）、ビーム径を製作した。図 5 に、Zn 粉体懸濁液に１時間レーザー

6mmφ、エネルギー < 300mJ/pulse、繰り返し周波数

照射（1064nm、2.8W、10Hz）した後の吸収スペクトル10Hz）の基本波（1064nm）および第二、第三高調波を示す。EtOH、MeCN 中では 240nm 付近、350nm 付近（532nm、355nm）を用いた。また、参照実験として亜に吸収帯が確認できる。Zn 板の水中レーザーアブレー

鉛粉体（Zn、純度 99.5%、粒径 75~150μm、和光純薬）

ションによる Zn ナノ粒子生成に関しては研究例があり、にレーザー照射を行い、生成物の比較を行った。レーザ

報告ではこれらの吸収帯はそれぞれ Zn、ZnO ナノ粒子

ー照射後の懸濁液は、吸光光度計（V-570、日本分光）に帰属される 5)。ZnO ナノ粒子が生成するのは、吸収ス

による吸収スペクトル測定を行い、生成粒子の粒径観測

ペクトル測定時に Zn ナノ粒子の一部が空気中の酸素とおよび組成分析には走査透過電子顕微鏡（STEM）

反応したためと考えられる。一方、水を溶媒とした懸濁（TEM-ARM200F、日本分光）を使用した。

液では、Zn ナノ粒子の吸収帯（240nm 付近）は観測さ

図 3 液中レーザーアブレーション実験配置

(a)

(b)

(c)

(d)

３．結果と考察3.1 液中レーザーアブレーションによる酸化亜鉛の還元・ナノ粒子化
図 4 に、ZnO 5mg を加えた懸濁液試料へ１時間レーザー照射（1064nm、2.8W、10Hz）した後の様子を示す。

図 4 酸化亜鉛（ZnO）粉体（5mg）懸濁液への 1 時

図中(a)～(d)は、それぞれ蒸留水、アセトン、MeCN、間レーザー照射（1064nm、2.8W、10Hz）後EtOH の溶媒（30ml）の場合である。照射前の ZnO 粉体の様子。溶媒：(a) 水、(b) アセトン、(c) アセは白色である。レーザー照射後の ZnO は、蒸留水中でトニトリル、(d) エタノール

─ 49 ─

れなかった。この理由は、レーザー照射により原子化された Zn が以下の反応（式（1）、（2））により水分子と直接反応し酸化されたためと考えられる 5)。

Zn + 2H2O = Zn(OH)2 + H2

(1)

Zn(OH)2 = ZnO + H2(2)

図 6 に、ZnO 粉体懸濁液への１時間レーザー照射（355nm、0.35W、10Hz）後の吸収スペクトルを示す。

図 5 亜鉛（Zn）粉体懸濁液への 1 時間レーザー照射

ただし、光散乱の影響が大きいため、試料は測定前に希（1064nm、2.8W、10Hz）後の吸収スペクトル。

釈（~3 倍）するか（溶媒 EtOH、MeCN）、遠心分離に太実線：エタノール、実線：アセトニトリル、点線：

より大粒径の粒子を除去した（溶媒水）。また各溶媒の水

吸収はそれぞれのスペクトルから差し引いてある。アセトン溶媒については、波長 300 nm 以下にカルボニル基に起因する大きな吸収帯を持つためスペクトル分析はできなかった。EtOH、MeCN 溶媒の懸濁液では、図 5と同様の Zn ナノ粒子に起因する吸収帯（~240nm）が観測され、ZnO の還元により Zn ナノ粒子が生成したと考えられる。水が溶媒の場合では、Zn ナノ粒子の吸収は確認できなかった。これは、レーザー照射により Zn ナ
ノ粒子が生成されたとしても、Zn 粉体懸濁液の場合と同様に式（1）、（2）の反応が起こるためと考えられる。

図 6 酸化亜鉛（ZnO）粉体懸濁液への 1 時間レーザー

この結果は懸濁液の色に変化がみられない点と矛盾し照射（355nm、0.35W、10Hz）後の吸収スペクトない（図 4 (a)）
。また、EtOH 中では、粒子の光散乱等ル。太実線：エタノール、実線：アセトニトリの影響が大きく吸収帯の生成はわずかに見えるが、これル、点線：水はおそらく、
EtOH 中ではZn ナノ粒子の生成率がMeCN
よりも大きく濃度が高いことから粒子同士が凝集しや

3.2 電子顕微鏡による生成物の粒径・組成分析

すく、見かけの粒径が大きくなる（2 次粒子を形成す

レーザー照射により得られた生成物を走査透過電子る）ためであると考えられる。EtOH 中の生成物は黒色

顕微鏡（STEM）により観測した。 図 7 に、EtOH 溶媒である（図 4 (d)）が、最近市販されている Zn ナノ粒子

中 ZnO 粒子を 1 時間レーザー照射（1064nm、2.8W、（粉体）は黄色（American Elements 社）または黒色（US

10Hz）
した後、
図 4 (d)の懸濁粒子の STEM 画像を示す。

research Nanomaterial 社） と報告されており、今回の実

粒径 10~20nm の小粒径の粒子が多く存在し、その形状

験結果と一致する。おそらく、Zn ナノ粒子同士の凝集はほぼ球形であることから、粒径 5m の ZnO 粒子がレにより生成する 2 次粒子の影響等により色彩が変化すーザー照射によりナノ粒子化したことがわかる。図 8

るものと考えられる。

に、同試料のエネルギー分散型 X 線分析（EDX）法による組成分析結果を示す。ナノ粒子内部の組成は 96%
以上が Zn であった。一方、O の組成比は 3%以内で、
─ 50 ─

粒子表面は再酸化しているが、内部には存在しないことが分かった。また、ナノ粒子に含まれる炭素成分は 2%以下と低く、EtOH 溶媒内の炭素は影響しないことがわかった。このことから、EtOH 溶媒中ではレーザー照射により ZnO の還元・ナノ粒子化が効率良く、また高い

20nm

純度で起こることが明確となった。一方、溶媒が異なると生成粒子の物性も変化する。図 9 に、MeCN 溶媒中

図9

MeCN 溶媒中 ZnO 粒子への 1 時間レーザー照射

ZnO 粒子に１時間レーザー照射（532nm、1.3W、10Hz）（532nm、1.3W、10Hz）後の粒子の明視野 STEM

後の粒子の STEM 画像を示す。生成粒子の粒径は 5nm

画像以下であり、EtOH 溶媒の場合に比べて小粒径であることがわかった。また EDX 分析では、生成粒子には酸素と亜鉛が共に含まれることがわかった（図 10）。但し、装置の空間分解能の限界から定量評価はできなかった。
また、アセトン溶媒の場合でも同様の結果が得られた。
以上の分析から、液中レーザーアブレーション法によりZnO から還元Zn ナノ粒子が生成することが明らかとな

図 10

図 9 粒子の EDX による組成分析結果。（左）明視野 STEM 画像、（中）酸素、（右）亜鉛

ったが、ZnO の還元・ナノ化過程には使用する溶媒の種類が大きく影響し、特に EtOH を用いた場合に還元
Zn ナノ粒子の生成率が高いことがわかった。

3.4 レーザー還元 Zn ナノ粒子の空気電池への応用
レーザー照射により作成した還元 Zn ナノ粒子の空気電池への応用について検討するため、実際に空気電池用の負極電極を作成し、その電気的特性を調べた。試料には、EtOH 溶媒（30mg）中に ZnO 粒子（30ml）を加えた懸濁液にレーザー照射（1064nm、2.8W、10Hz）したナノ粒子を用いた。十分に還元・ナノ粒子化するため、

50nm

照射時間は 1 時間以上行った。負電極は、レーザー照射図7

EtOH 溶媒中 ZnO 粒子に 1 時間レーザー照射後乾燥したナノ粒子 50mg と Ag ペースト（大研化学工（1064nm、2.8W、10Hz）後の懸濁粒子の明視野業）を混合、ペースト化した後、Mg 板の上に塗布し、STEM 画像

ホットプレートで焼成（250℃ 5 分）して作成した（図11(a)）。亜鉛の融点は約 420℃であるが、通常金属ナノ粒子はバルク状態に比べ融点が低下する性質を持つため、250℃で焼成できた。Ag ペーストは、還元 Zn ナノ
粒子表面の酸素を外し、配位結合に金属を組み込み、安定した分散特性を得るために用いた。この負電極を用いて製作した空気電池の模式図を図 11(b)に示す。電解液

図 8 図 7 粒子の EDX による組成分析結果。（左）明には飽和食塩水を用い、酸素を供給する正極には多孔質

視野 STEM 画像、（中）酸素、（右）亜鉛

炭素電極を使用した。
正極、負極側の反応を下式に示す。
─ 51 ─

正極側： 1/2O2 + H2O + 2e—
負極側： Zn + 4OH—

→ 2OH—→ Zn(OH)4 2-— + 2e—→ ZnO + H2O + 2OH— + 2e—(b)(a)
図12 レーザー還元Znナノ粒子を用いて作成した亜鉛
空気電池の出力電圧計測結果
図11 (a)レーザー還元Znナノ粒子を用いて作成した。また使用する溶媒により生成物の粒径や組成が変化た負電極の写真、(b)亜鉛空気電池の模式図することから、レーザー照射による還元・ナノ粒子化過程には溶媒効果が大きいことが明らかとなった。また、

空気中の酸素は正極側で水と反応して水酸化イオン

生成した還元 Zn ナノ粒子を用いて亜鉛空気電池を試作（OH—）となり、水酸化イオンは負極側の Zn と反応しし、出力電圧 1.41V を得た。この値は、Zn 板による空て Zn(OH)42-—を形成することにより発電する。また

気電池（1V）および市販の純亜鉛の空気電池（1.4V）

Zn(OH)42— は速やかに ZnO と H2O に分解する。

と比較しても十分な性能である。以上の結果は、本手法作成した亜鉛空気電池の出力電圧を計測した結果をが金属酸化物の還元・ナノ粒子化およびエネルギー分野

図 12 に示す。出力電圧は 1.41V であり、5 時間以上電への応用が可能であることを示すものである。今後は、圧値を保持した。比較のために行った、負極に亜鉛板を

ZnO のレーザー還元過程の溶媒効果についての詳細な用いた空気電池の出力電圧は 1.0V であり、試作した Zn

検討や、装置開発を含めた還元金属ナノ粒子のより効率

ナノ粒子空気電池の方がより高い電圧を得られること的な作製手法に関する検討を行う。

がわかった。また、市販の亜鉛空気電池の公称電圧は約1.4V であり、これと比較しても遜色ない値であった。

謝辞

さらにこの電池を用いて LED の点灯試験を行ったとこ

本研究の遂行にあたり、平成 27 年度大阪大学レーザ

ろ、10 時間以上の点灯動作が確認できた。これらの結ーエネルギー学研究センター共同利用・共同研究（自由果から、レーザー照射により ZnO から還元した Zn ナ

研究課題型 B2-21）の支援を得た。

ノ粒子が空気電池として十分な性能を持つことが示された。また、空気電池として使用後に生成される ZnO

参考文献

をレーザー照射により再度還元 Zn ナノ粒子化すること

1)

T. Saiki, S. Taniguchi et al.: ISRN Renewable Energy, 2013,827681, 2013.

で、リサイクルも可能であることを示している。

４．まとめ

2)

谷口誠治 : 月刊光アライアンス、8 月号、pp.20-23、2013.

3)

T. Saiki, S. Uchida, S. Taniguchi et al.: International Journal of
Suitainable and Green Energy, 3(6), pp.143-149, 2014.

本研究では、液中レーザーアブレーションにより酸化
亜鉛（ZnO）の還元・ナノ粒子化実験を行った。溶媒に

4)

エタノールを用いた場合に粒子径 20〜50nm、純度 96%以上の亜鉛（Zn）ナノ粒子が生成されることがわかっ

佐伯 拓、谷口誠治 他：電気学会論文誌 A、Vol.135、No.10、pp.559-564、2015.

5)

─ 52 ─

H. Zeng et al.: J. Phys. Chem. B, 109, pp.18260-18266, 2005.

極端紫外光源スズドロップレットのダイナミクス
理論・シミュレーションチーム
砂原
１．はじめに淳
い、スズドロップレットにダブルパルス照射を行う方式

波長 13.5nm の極端紫外線(Extreme Ultra-Violet : EUV)を中心に研究が進められている。この方式は直径数 10が半導体リソグラフーにおける次世代光源として期待

μm のスズドロップレットにまずプレパルスレーザーをされている 1,2)。現在の半導体量産技術である ArF レー

照射し、適切なプリプラズマを生成した上でメインパル

ザー（192 nm）を用いた液浸多重露光技術では今後計画

スである炭酸ガスレーザーを照射し、EUV 光を発生さされている 10 nm 以下の回路線幅の半導体リソグラフ

せる、二段階のレーザー照射を行うものである。この全ィーに対応するのは技術的、価格的に容易でない。
また、過程を放射流体計算で精度良くシミュレートするため、半導体リソグラフィーに代わる技術としてインプリン

我々は昨年度、質量及び運動量保存の新しい二次元放射トや自己組織化等の研究開発も進んできているが、10

流体コードを開発した。

nm 以下の半導体製造にそれらの技術を適用することに関してはまだ技術的解決課題が多い。そのため半導体製

２．放射流体シミュレーションコード開発

造コストの増大を抑制しつつ 10 nm 以下の半導体製造

開発した放射流体コードの概要を述べる。流体の基礎を可能にする技術として、EUV 光源を用いた半導体リ式であるオイラー方程式（連続の式、運動量の式、エネ

ソグラフィーが目下のところ最も有力な次世代半導体

ルギー式）を解く際、従来は非保存型スキームを用いて製造の方法と見なされている。EUV 光源が解決すべきいた[3]が、連続の式、運転量の式については保存型ス

課題として、長年、光源出力不足が指摘されてきたが、キームを用いることとした。その結果、図 1 に示すよう

世界の二大EUV光源メーカーであるオランダASMLのに、従来スキームでは計算領域中のターゲットの質量が傘下にある米国 CYMER 社、及び日本の（株）ギガフ

本来保存されるべき一定値から時間的に変動していたォトンにより精力的な研究開発が進められ、この数年間が、一定値に保存されるという結果を得た。これは保存で EUV 光源出力は飛躍的に増大し、徐々に量産光源としての目標である EUV 出力 250 W に近づきつつある。
平成 27 年度末の段階ではギガフォトン社より 132 W〜
158 W の EUV 光が３日間安定して出力されたことが発表されるなど、ここに来て、半導体量産用光源が現実のものとなりつつある。我々は H15-H19 年度に阪大レー
ザー研を中心として実施された文部科学省リーディン
グプロジェクト以来、EUV 発光の物理機構解明と高効

Total mass should be conserved.

率、高出力化に向けたプラズマ条件最適化において実績を挙げて来た。また、ギガフォトン社と共同で、研究で得られた知見を実際の開発にフィードバックするよう努めてきた。トムソン散乱計測の発展で放射流体物理は
直接実験検証されるようになり、研究は質的にますます高度になっている。

図 1 従来スキーム（実線）と開発したコードの計算

現在、世界の EUV 光源研究は炭酸ガスレーザーを用─ 53 ─

領域内の質量の時間変化.

型スキームをもちいた当然の帰結である。一方、エネ(a)

ルギー式については従来どおり非保存型で解いている。
これは保存型では内部エネルギーの正値性が数値誤差により破られることがしばしば生じることと、二温度の扱いが困難となるためである。非保存型解法ではイ(cm)

オンと電子の温度を独立変数として扱うことが可能に(b)

なるが、保存型解法では保存量である全エネルギーを独立変数にとるしかないため、エネルギーと温度の間を常に変換する操作が必要になり、このことも数値誤差を増大させる原因となる理由でエネルギー式につい(cm)ては非保存型とした。

(c)

3．スズドロップレットのダイナミクス
現実のEUV光源で用いられる直径20 μmのスズドロップレットに対し、プレパルスレーザーを照射した場(cm)

合の二次元放射流体シミュレーションの結果を図 2 に(d)示す。レーザーのスポットサイズはドロップレットと同じ直径 20 μm である。レーザー波長は 1. 06 μm, レー
ザー強度は 5 × 1012 W/cm2、
パルス幅は 15 fs である。ドロップレットの右からレーザーを照射し、最初の 15 fsのレーザー照射により、ドロップレット表面に最高 100(e)eV 程度のプラズマが生成する. そのため、図 2(b)のレーザー照射後 3 ps の圧力分布に見られるように、レー(cm)

ザー生成プラズマの高圧力でドロップレット表面に右から衝撃波が形成される。衝撃波はドロップレット中
心部に向かって進行する。衝撃波が通り抜けた後の物
質の密度は低下するので、図 2 (b)に示す様に球の右半(cm)
図 2 スズドロップレットの密度分布の時間変化。(a)レーザ
ー照射 1 ns 後、 (b) 3 ns 後、(c) 5 ns 後、(d)7 ns 後、(e)分の密度が初期に比べて低下する。また、衝撃波は、

9 ns 後.

中心部に向かって収束した後に、レーザー照射と反対側に伝播し、ドロップレットを通り抜ける。衝撃波が通なった。さらに計算を続け、レーザー照射後 20 ns の密

過後のスズドロップレットは気体と液体の混合状態に度分布を図 3 に示す。図 2(e)のレーザー照射 9 ns 後の図なるため、圧力、音速がともに急激に低下し、図 2 に示と比較すると二重構造が消え、単純なシェル構造に変化

すように密度が低い中空部分と、そのまわりを取り囲むした。これは気体と液体の混合領域では音速が小さい、

高密度のシェル状の部分に分かれる。このような中空構

言い換えると圧縮性が高いため、二重構造が一つに合体造の形成は既に昨年度までの研究で計算されていたが、し、元の液体密度まで圧縮されたことを意味する。
また、

今回、気体と液体の混合状態を含むスズの状態方程式を表面付近に凹凸ができていることがわかる。これは本来高精度化した結果として、中空状態の形成過程で、単純表面に働く表面張力を本シミュレーションでは考慮しなシェル構造でない二重の内部構造が見られるようにていないため、表面の擾乱が数値的に成長してい─ 54 ─

ションコードは質量、運動量の保存性を保証し、従来の密度非保存型スキームを用いた計算に比べ、計算精度が格段に向上した。精度の向上に伴い、いままで見えていなかった、ドロップレットのダイナミクスにおける二重構造

-100

0

100

の形成や、二重構造から一重構造への合体現象が見られ(μm)

た。また、表面に凸凹の成長がみられることから、表面張力の効果を取り入れることが重要であると推察された。現在の計算は 100 ns 程度までであり、極端紫外光

図 3 レーザー照射 20 ns 後のスズロップレットの密度源開発で求められるマイクロ秒の計算には未だ対応できていない。表面張力の導入を経て、マイクロ秒の計算

分布に挑戦する計画である。
ると解釈している。本来、気体と液体の混合領域でなけ

今後はさらにこれらの研究をさらに進化させ、EUV

れば音速が比較的大きいため、わずかな密度擾乱が生じ

光源実用化を達成すること、さらには EUV 研究で得らても圧力波の伝播を経てならされる方向に働くが、気体れた知見を広く EUVと液体の混合領域であるため、音速が小さく、擾乱抑制外のレーザープラズマ光源の課題解決に生かしたい。

が働かないことが推察される。圧力波にかわって擾乱抑制機構として働く表面張力をシミュレーションに取り

参考文献入れることが次のステップである。

1) K. Nishihara, A. Sasaki, A. Sunahara, and T. Nishikawa: EUV
Sources for Lithography, SPIE press, 2006.

7．まとめ

2）東口武史, 藤岡慎介、砂原淳、柳田達哉、溝口計:

極端紫外光源開発を目的として、レーザー照射された
スズドロップレットのダイナミクスを高精度化された

レーザー研究, 42, 14-22, 2014,3）A. Sunahara, A Sasaki and K Nishihara,: Journal of

二次元放射流体計算で解析した。改良されたシミュレー

─ 55 ─

Physics: Conference Series 112, 042048, 2008..

高速点火における外部印加磁場の時間発展理論・シミュレーションチーム
砂原

淳
い、高密度爆縮コア加熱に寄与する割合は減少し１．はじめに大阪大学では高速点火実験（FIREX 実験）を推てしまう。そこで、図 2(b)に示すように外部磁場進しており、あらかじめ爆縮した高密度プラズマを印加し、高速電子を磁力線に巻きつかせ、磁力を核融合点火温度である 5 keV に加熱することを線に沿って高密度爆縮コアへとガイドさせる方

目指して研究を展開している。図 1 に高速点火方法が考案された。近年、レーザーを用いた高強度式における加熱、点火の概要を示す。まず、コー

磁場発生方式が開発され、キロテスラ級の高強度

ンターゲット付き燃料球を爆縮し、高密度爆縮コ

磁場が利用可能である 1)。キロテスラ級の高強度アを生成する。その後、コーンターゲット内壁先

磁場をターゲットに印加することにより、高速電端部に超高強度レーザーを照射し、高速電子を発子を磁力線の周り数 10 μm のラーマー半径内に閉生させる。発生した高速電子が高密度爆縮コアをじ込め、磁力線に垂直な方向への運動を抑制し、加熱し、核融合点火条件を満たす高密度、高温状ガイドする磁力線の空間分布を最適化すること態に達すると核融合点火が生じ、燃焼に至る。こで、発生した高速電子を効率良く高密度爆縮コアの高速点火方式は中心点火方式などの他の加熱へ導く。この外部磁場による高速電子ガイディン方式に比べてより少ないレーザーエネルギーでグを成功させるにはまず、外部磁場をコーンター

核融合点火を実現できる可能性があるため非常

ゲット内部に印加できることが必要条件である。

に魅力的な加熱方式であると見なされており、現実際の実験条件では、外部印加磁場生成コイルは在に至るまで効率良い加熱実現に向けた研究がコーンターゲットの外側に置かれることが想定続けられている。加熱効率を向上させるには発生されており、磁力線は反磁性を持つコーン壁を通する高速電子の制御が鍵となる。コーンターゲッ

して拡散する必要がある。この磁力線の空間的なト内壁先端部に照射された加熱用超高強度レー発展を理解するため、数値シミュレーションによ

ザーのエネルギーは、発生する高速電子の運動ネるコイル磁場の生成と磁場分布の時間発展につエルギーに変換されるが、コーン先端部と爆縮コいて計算したので報告する。

アの間は 100 μm 程度離れており、発生する高速
電子は半角で数 10 度から 100 度程度の発散角を

２．磁場分布の時間発展計算有する。このため、コーンターゲット先端部から磁場の発生及び磁場分布の時間発展を計算す

爆縮コアへと高速電子が輸送される間に、図 2(a)るための基礎方程式として Maxwell 方程式を解くに示すように高速電子は空間的に広がってしま

コードを開発した。高速点火における外部磁場印
コーンターゲッ ト
爆縮プラズマコア
超高強度
短パルスレーザー

高速電子流

図１ 高速点火レ ザ 核融合の時間的ステッ プ

追加熱

図 1 高速点火における加熱、点火の概要
─ 56 ─

コー
ン内壁がプラズマ化
プリプラズマ

Domain)が有名である 2)が、境界条件の取り扱いの容易さから、特性曲線を用いた方向分離解法を用いた。この特性曲線を用いた解法は r 方向、z 方
向のそれぞれの方向に対し、特性曲線にそって保存量が輸送されることを用いた解法であり、初めから前進波、後退波の二つの波が存在するため、境界において自然な形で自由境界を設定できる
メリットがある。また、すべての物理量がセル中心で定義されるため、多次元であっても物理量のグリッド点の設定が容易である。

３．計算結果図 3 に計算条件を示す。空間の一点に電流源を図 2 (a)従来の高速点火, (b)外部印加磁場による置き、紙面裏側から手前に向けて時間的に一定な高速電子ガイドを行う高速点火

電流を流す。これにより電流源印加直後に電流源
加はコーンを外部から取り囲むようにコイルがのまわりに電場、磁場が発生し、電流源を起点と設置され、発生する磁力線はコーンの軸に対してして磁場、電場の変動成分が空間を時間的に伝播対称である。そのため、円柱座標系(r, θ, z)で方して広がっていく。図 4 に磁場強度の時間発展を

程式を解く。θ方向の一様性を仮定することで、示す。電場、磁場が空間を光速で伝播し、定常的式(1)及び式(2)に示すように Maxwell 方程式を簡な磁場強度分布が形成されるのがわかる。

略化し、計算時間の短縮化を図る。ここで E は電次に電流源の直下に厚さ 40 μm の導電体をおい界、H は磁界、j は電流密度である。また、μはた場合の計算結果を示す。導電体は導電率 10 6（1）
図 3 計算条件
time =100ps
r(μm)

（2）
透磁率、εは誘電率である。また、物質を流れる
電流を考慮するために、オーム則として、j =σEの関係を用いた。ここでσは導電率である。Maxell
方程式の数値解法としては Yee 格子を用いて方程式 を 差 分 化 す る FDTD (Finite Difference Timez(μm)

図 4 時刻 100 ps における電流源まわりの磁場強─ 57 ─

度分布の発展. 実線は磁力線を示す

(ジーメンス/m)を持つシリンダーとした。図 5 にに反磁性とみなされる物質であっても、本計算で示すように、磁場は反磁性である導電体を避けて示したように有限の導電率を持つ物質に対して、空間的に広がる。また、図 5 矢印で示す通り、導磁場は物質中を拡散していく。この計算は高速点

電体中を磁場が拡散しているのがわかる。一般的

火におけるコーン壁を通した外部磁場印加を模擬したものになっており、反磁性であるコーン壁r(μm)

を磁場が拡散するのに 100 ps 程度以上の時間を要(a)することがわかる。

７．まとめ
高速点火実験（FIREX 実験）における外部印加
磁場の時間発展、特にコーンターゲット内部への

z(μm)

r(μm)

拡散に関して計算結果を示した。ここで示した計算例では導電体の導電率を時間、空間で一定とし(b)て計算を行ったが、実際の導電率は物質の状態に応じて変化するため、より現実的な導電率モデルを導入することが必要であり、これが次の課題で
ある。

z(μm)

r(μm)

参考文献

(c)

1) S. Fujioka, Z. Zhang, K. Ishihara, K. Shigemori, Y.
Hironaka, T. Johzaki, A. Sunahara, N. Yamamoto, H.
Nakashima, T. Watanabe, H. Shiraga, H. Nishimura, andH. Azechi, “Kilotesla Magnetic field due to a
Capacitor-Coil Target Driven by High Power Laser”,z(μm)
図 5 電流源の直下に導電率 10 (ジーメンス/m)の6

Scientific Reports, 3 (2013) 1170-1-7.
2） 宇野亨: FDTD 法による電磁界及びアンテナ解シリンダーをおいた場合の磁場の発展。(a)時刻 20 ps, (b)時刻 60 ps, (c) 時刻 100 ps.

─ 58 ─析(コロナ社, 1998).

レーザー核融合炉液体壁チェンバー内の金属蒸気の挙動の解析
理論・シミュレーションチーム
古河裕之、乗松孝好 1
1

大阪大学レーザーエネルギー学研究センター

これらの複合複雑現象を解析するため、著者ら

１．はじめに
高速点火レーザー核融合炉発電プラント

は 2 次元の統合シミュレーションコード

「KOYO-fast」では、厚さ 3 mm から 5 mm 程度のDECORE-2D（ DEsign COde for REactor ）を開発

液体リチウム鉛が第一壁に沿って滝状に流下すした。炉心プラズマからの X 線、α 粒子及び粒子る液体壁構造により、第一壁を保護している

1-3)

。

等と、液体壁及びアブレーション生成プルームの液体壁は、核融合燃焼により生じた X 線、 粒

相互作用を 2 次元的に取り入れ、プルームの挙動

子及びデブリ粒子により、液体から中性気体、部を 2 次元的に評価した。

分電離プラズマへと相変化を伴いながらアブレ

2 章で DECORE-2D について述べる。3 章では、ーションする。生成されたプルームがチェンバー

プルームの 2 次元的挙動について詳述する。4 章

中心付近で衝突すると、エアロゾル等が生ずるこは、結言と今後の課題である。

とが予想される。それは金属蒸気の排気、引いては核燃焼反応にとって大きな妨げとなる。高速点

２．開発したシミュレーションコード 1,3)

火レーザー核融合炉発電プラント「KOYO-fast」

図 2 に DECORE-2D の 概 要 を 示 す 。

では、図 1 に示すように、第一壁から飛散したプ

DECORE-2D は、原子モデルコード、状態方程式

ルームがチェンバー中心部に集中しないように、

コード、放射輸送係数コード、阻止能コード、ア

第一壁を角度を付けたタイル構造にしている 2)。

ブレーション解析コードから成る統合コードでx, y は、2 章で述べるシミュレーションの座標軸あり、ACONPL はアブレーション解析コード部を表す。

を指す。解析コード部の 2 次元化には、「保存保証型 CIP 法」及び「M 型 CIP 法」を用いた 4)。
原子過程コード

電離度、
電子のPopulation、Energy Level

核燃焼

デブリ粒子

阻止能
コード

状態
方程式
コード

スペクトル
コード

y

阻止能

圧力、
比熱

放射係数、
吸収係数

6m

ACONPL( Ablation with
CONdensation of a Plume )図 1 KOYO-fast の液体壁チェンバー第一壁の図 2 DECORE の概要

プルームx

30 degree

Tile

タイル構造の概念図
─ 59 ─

図 3 は、チェンバー内での核燃焼点と 1 枚のタ

図 4 は、斜め照射効果を考慮した強度分布、式

イルの位置関係を表したものである。チェンバー(2)である。y=0 点が、図 3 の E 点に対応する。E

半径が 3 m のところでは、タイルの幅は約 80 cm

点から O 点に向かうにつれて、強度が減少していである。核融合燃焼により生じた X 線、 粒子

る。このことから、1 枚のタイルから吹き出す金及びデブリ粒子は、タイルに対して垂直ではなく属蒸気の横方向への拡がりを評価するには、図 3

斜めに照射される。図中の O 点では、E 点よりもの E 点（図 4 の y=0 点）近傍を詳細に解析すれば照射される強度が低下する。

良い、ということがわかる。

核燃焼
B
15°

1.2

300 cm
x

O タイル
80 cm

I (y)

60°

1.3

E y

A

1.1
1
0.9
0.8
-80

図 3 チェンバー内での核燃焼点と 1 枚のタイル
の位置関係

-60

-40

y (cm)-200

図 4 斜め照射効果を考慮した強度分布
燃料球から液体壁表面までの距離が 3 m の部位に、垂直に X 線、α 粒子、及びデブリ粒子が照射

本研究では、液体金属として LiPb ではなく鉛される場合の炉心からの X 線、α 粒子、及びデブを用いている。Li と Pb は液体中では分子オーダ

リ粒子の照射強度については、文献 1 と文献 5、ーで一様に分布していると考えられる。アブレー

鉛に対する X 線の吸収係数については、文献 1

ションは十分短い時間に発生するので、その蒸気を参照されたし。

圧の温度依存性は異なるが、同時に気化して重た

斜め照射効果を考慮した強度分布は、式(1)及び(2) で表される。

気化熱なども無視できる。

I  y, t   I 300 cm  t  I  y I  y 

300

い鉛で運動は支配されると考えて問題ない。Li の2

文献6-8 より、初期厚みが 3 mm - 5mm あれば(1)

流れが安定になることがわかっており、本研究で150 3は液体鉛の初期厚みを3 mmとした。液体鉛の初期

 70  y   3 1502  70  y 2  3 1502
2

温度及び最低温度は、KOYO-fast の運転条件に合(2)

わせ823.15 K（550 ℃）とした1-3)。鉛直方向の液ここで式(1) 中の I300cm (t) は、燃料球から液体壁体鉛の運動は無視した。

表面までの距離が 3 m の部位に、垂直に X 線、α

図 5 は、2次元シミュレーションのモデル図で粒子、及びデブリ粒子が照射される場合の炉心かある。タイルの端から2 cmの部分を切り出し、照らの α 粒子、及びデブリ粒子の強度である。y の射強度を式(1)及び(2) で求め、アブレーション生

単位は cm である。

成プルーム等の数密度分布等を評価した。
─ 60 ─x (cm)2 次元シミュレーションにより求めた、液体及びプルームの数密度分布の時間発展である。図 6 からわかるように、プルームの根元（壁側）は横に

X線
粒子

広がっているが、先頭部分はあまり横方向には広がっていない。

プルーム

デブリ粒子

飛散するプルームの y 方向の拡がり角度を評価するために、次式で x 方向と y 方向のフラッ

液体鉛
クーラント 823.15 K‐2

クスを評価した。

y (cm)

0-0.3

Fx  t      x, y , t  vx  x, y, t  ds

(3)

Fx  t      x, y , t  vx  x, y, t  ds

(4)

S

0

S

図5 2次元シミュレーションのモデル図

ここで S は、プルームと真空の境界面を表す。
図 7 は、2 次元シミュレーションにより得られ３．生成されるプルームの 2 次元的挙動解析
レーザーが燃料球に照射されてから 8 s 後まで、2 次元シミュレーションを行なった。図 6 は、た、x 方向と y 方向のフラックスの時間発展である。図 7 から、x 方向のフラックスの時間平均< Fx >と y 方向のフラックスの時間平均< Fy >の
(b)

(a)

x

x
4.5 cm

4.5 cm0-0.3 cm- 2 cm

14 log0-0.3 cm- 2 cmy3 cm

014 log-3 23
10 ni (cm )

(c)

y
3 cm

0
10 ni (cm-3) 23(d)xx

4.5 cm

4.5 cm0-0.3 cm- 2 cm

14 log0-0.3 cm- 2 cmy3 cm

010 ni (cm

14 log-3) 23

y
3 cm

0

-3 23
10 ni (cm )図 6 2 次元計算により得られた数密度分布(a) 0 s 時(b) 2 s 時
─ 61 ─

(c) 5 s 時(d) 8 s 時

比 < Fy > / < Fx > は、0.02 程度と評価できる。

散するプルーム同士の衝突について、粒子法、分プルームの y 方向への拡がり角度  を次式

子動力学等により評価を行い、チェンバー内環境
を 3 次元的に評価する。

で評価した。
(5)  tan 1  Fy  t  / Fx  t  

参考文献
1) 古河裕之, 城﨑知至, 神前康次, 乗松孝好, 疇地宏,拡がり角度 は 1 °程度、と見積もられた。1

西川雅弘, 田中和夫, 三間圀興, 苫米地顕, 山中千

枚のタイルから吹き出すプルームは、タイルの表

代衛: プラズマ核融合学会誌, 82, 617-627, 2006.

面に対して垂直な方向にほぼ直進する、と評価で

2) 神前康次, 乗松孝好, 古河裕之, 林巧, 惣万芳人, 西
川 正 史 , 苫 米 地 顕 : プ ラ ズ マ 核 融 合 学 会 誌 , 83,

きることが分かった。

19-27, 2007.
-3103) 古河裕之, 乗松孝好: プラズマ核融合学会誌, 87,

Flux (g/s)

51-55, 2011.

Fx

-4

10

4) 矢部孝, 内海隆行, 尾形陽一: CIP法, 森北出版,
2003.

-5

10

5) T. Johzaki, K. Mima, Y. Nakao, H. Nagatomo, and A.

-6

Sunahara: Proc. 3rd Inertial Fusion Sciences andFy

10

Applications , 2003.
6) T. Kunugi, T. Nakai, Z. Kawara, T. Norimatsu, and Y.

-7

10

2

3

4

5

6

Time ( s)7

8

Kozaki ; Fusion Engineering and Design 83 (2008)

図 7 x 方向と y 方向のフラックスの時間発展

1888–1892.
7) Z. Kawara,, K. Yamamoto, T. Kunugi, T. Norimatsu ;Fusion Engineering and Design 85 (2010) 2181-2186.

４．結言と今後の課題
本研究により、レーザー核融合液体壁チェンバ

8) Kunihiro Yamamoto, Zensaku Kawara, Tomoaki

ー第一壁のタイル構造の有効性が議論できるようになった。今後、隣接する 2 枚のタイルから飛─ 62 ─

Kunugi, and Takayoshi Norimatsu ;Fusion Science and Technology, 60 (2011) 585-589.

レーザーピーニングにおける残留応力生成の解析
理論・シミュレーションチーム
古河裕之、部谷1

学 1、中野人志 2

大阪産業大学工学部2

近畿大学理工学部

１．はじめに本研究において、レーザーピーニング条件の最適化をレーザーピーニングは、金属表面処理技術の 1 つであ目的とし、レーザー光の吸収から、プルームの発生、プり、類似技術にショットピーニングがある．レーザーピ

ルーム膨張の閉じ込めによる圧力波の発生、圧力波の材ーニングでは，レーザー誘起衝撃波によって金属の塑性

料内の伝搬と塑性応力の生成までを計算できる統合シ

変形を引き起こし、ピーニング効果として表層に圧縮残ミュレーションコードを開発した 2-4)。統合シミュレー

留応力や加工硬化を付与する。現在、原子力・宇宙航空

ションを行った結果、塑性応力の空間分布の時間発展が産業を中心に実用化されている 1)。

固体金属内部の温度分布の時間発展に影響されること

図 1 に、レーザーピーニングの原理図を示す。閉じ込を、新たに見出した。

め層（大気、水等）を介した短パルスのレーザー照射に固体金属は、レーザーの照射により直接加熱されるだより、金属表面がアブレーションし、アブレーション生

けでなく、閉じ込め層により閉じ込められた高温のプル

成プルームの急激な膨張が閉じ込め層の慣性により抑ームにより、再加熱される。塑性応力の生成に関して、

えられ、大きな圧力が金属表面に付与される。その圧力

高温のプルームによる再加熱の効果が重要である、ことが金属の降伏応力を超えると，塑性変形が起こり、表層が示唆された。熱による圧力が高いところは、歪が正と部が伸展し、未変形部の拘束によって圧縮残留応力が付なるので、熱の伝搬に応じて圧縮塑性応力から引張塑性与される。この圧縮残留応力が，疲労特性の改善、耐応応力に転じる可能性がある、ことが示唆された。

力腐食割れ特性の向上に寄与するとされている。
２．開発したシミュレーションコード 2-4)
2.1 統合シミュレーションコードの概要

Pulsed laser レーザー

図 2 は、開発した統合シミュレーションコード
(Integrated Simulation code for Laser Ablation Peening,

レンズ

ISLAP)のフローチャートである 2-4)。原子モデルコード
を用いて、原子のエネルギー準位、ポピュレーション、
電離度を様々な温度密度で求める。そのデータを状態方
程式コードに入力し、圧力、比熱等を求める。原子のエ

大気、又は水プルーム

ネルギー準位、ポピュレーション、電離度などのデータをスペクトルコードに入力し、X 線の放射係数、吸収係数等を求める。圧力、比熱、X 線の放射係数、吸収係数

衝撃波、熱の伝搬等のデータをテーブル化し、Laser Ablation Peening Code(LAPCO)に入力し、固体金属の温度上昇、固体中の応力生成、相変化、流体運動、放射輸送等の計算を行う。
図 3 は、LAPCO のフローチャートである。

図 1 レーザーピーニングの概念図─ 63 ─  ze  z, t    uz  z , t   u z  z , t   vz  z , t 

 
t
t
z
z
t
z

原子モデル

(4)

電離度 ポピュレーション, エネルギー準位

場の速度 vz は、次の運動方程式を解いて得られる。

スペクトルコード状態方程式コード  vz  z , t   z, t  
圧力、比熱

t



放射係数、吸収係数

Laser Ablation Peening COde (LAPCO)

図 2 統合シミュレーションコードのフローチャート

 vz

 vz  z , t  

z 


 ze  z , t    zp  z , t   P  z , t  
z 

(5)

ここで P は圧力であり、状態方程式から得られる。 は質量密度である。
塑性応力について考察する。せん断応力は無視する。
x, y 方向の全歪を 0 とし、塑性歪の非圧縮性より、以下の関係式が得られる 5)。

 x   xe   zp / 2 
0(6)

 y   ye   zp / 2 0(7)

 z   ze   zp

(8)

x 
 e  2   xe  e    zp

(9)

y 
 e 2 e 

(10)

e
y

p
z

z 
 e  2   ze   2    ze    zp

(11)e   xe   ye   ze   ze   zp

(12)

塑性歪の増分と応力の関係より、次式が得られる 5)。
p
d 
z

図 3 LAPCO のフローチャート。

2
1

 2
e
p
d   z   x   y  3  d 2 z   z 
3
2



(13)
2.2 応力計算のモデリング5)

変位量 uz と弾性歪 ze の関係は、次式で表される 5)。

 ze  z , t  

ここで、dは非負のスカラーファクターである。

Von Mises の降伏条件は、以下のように書ける 5)。

 uz  z, t z(1)

 0  eq

弾性応力 ze と弾性歪 ze の関係は次式で与えられる 5)。

 ze  z, t  2  ze   zp

   2   ze  z, t (2)

ここではラメ定数であり、ヤング率 E、ポアソン

1/ 2
2
2
1 
2

















x
y
y
z
z
x

2 

(14)
ここで、0 は降伏応力である。

比  を用いて、次のように表される 5)。


３．塑性応力の評価

E
 E

, 
2 1   
1  1  2 

水中でアルミニウムにレーザーを照射した場合のシ(3)

ミュレーションを行った。レーザー強度 10 GW/cm2、波(1)式の両辺を時間微分することにより、弾性歪 ze と固体内部の場の速度 vz が関係づけられる 。
5)

長 1064 nm、パルス幅 10 ns、時間波形は矩形波とした。
図 5 は、固体金属中の塑性応力の空間分布の時間発展で─ 64 ─

ある。0.366 s は塑性波が 2 mm 伝搬する時間である。

図 7 は、0.1 ms 時から 1 ms 時にかけての、固体金属

10 s 時に最も強い圧縮塑性応力が生成されている。そ中の塑性応力の空間分布の時間発展である。ほぼ同一のの後時間が経過するにつれて、固体金属表面付近から、曲線である。

圧縮塑性応力が弱くなっていくことが分かる。

0

塑性応力 (GPa)塑性応力 (GPa)

0
-0.2
-0.4
100  s60  s50  s40  s10  s
0.366  s

-0.6
-0.8
-1

0

0.5

1

z (mm)

1.5

-0.2
-0.4
-0.6
1 ms
0.5 ms
0.1 ms

-0.8
-1

0

0.5

2

1

z (mm)

1.5

2

図 7 塑性応力の空間分布の時間発展

図 5 塑性応力の空間分布の時間発展
図 8 は、0.1 ms 時から 1 ms 時にかけての、固体金属
図 6 は、固体金属内部の温度分布の時間発展である。

中温度分布の時間発展である。温度低下時には、塑性応

0.366 s 時では、固体金属表面付近の薄い領域が高温

力は温度分布の変化にほとんど影響されないことが示になっている。10s 時に温度が低下した後、50 s

唆された。

まで再び温度が上昇しているが、これは水により閉じ400込められたプルームが熱源となり、固体金属表面を加380熱したためと考えられる。その後時間が経過するにつ

温度 (K)

れて、固体表面付近の温度が下がり、固体金属の奥に熱が伝搬している。その熱の伝搬につれて、固体金属
表面付近から、圧縮塑性応力が弱くなっていく。
550

温度 (K)

1 ms
0.5 ms
0.1 ms340
320

100  s60  s50  s40  s10  s
0.366

500
450
400

300

0

0.5

1

z (mm)

1.5

2

図 8 固体金属内部の温度分布の時間発展

350
300

360

４．結言
固体から液体、液体から中性気体、中性気体から部分
0

0.5

1

z (mm)

1.5

図 6 固体金属内部の温度分布の時間発展

2

電離プラズマへの相変化の効果を取り入れたレーザー
ピーニング統合シミュレーションコード (ISLAP) を開発した。
─ 65 ─

水中レーザーピーニングのシミュレーションを行い、塑性応力の空間分布の時間発展、及び残留応力の評価を

温度低下時には、塑性応力は温度分布の変化にほとんど影響されないことも示唆された。

行った。塑性応力の空間分布の時間発展、及び残留応力
が、固体金属内部の温度分布の時間発展に影響されるこ

参考文献とを、新たに見出した。

1)

Publishing Limited, 1-44, 2006.

固体金属は、レーザーの照射により直接加熱されるだけでなく、閉じ込め層により閉じ込められた高温のプル

K. Ding and L. Ye, “Laser shock peening”, Woodhead2) 古河裕之、部谷学、中野人志: レーザー研究, 24, 784-791,
2014.

ームにより、再加熱される。塑性応力の生成に関して、
高温のプルームによる再加熱の効果が重要である、こと

3) 古河裕之: レーザー研究, 36, 742-746, 2008.

が示唆された。熱による圧力が高いところは、歪が正と

4) 古河裕之、藤田和久、森谷信一:
プラズマ核融合学会誌, 87, 642-649, 2011.

なるので、熱の伝搬に応じて圧縮塑性応力から引張塑性
応力に転じる可能性がある、ことが示唆された。また、

5) K. Ding, and L. Ye: ‘Laser shock peening Performance andprocess simulation’, CRC Press, 2006..

─ 66 ─

誘電体多層膜偏光子のレーザー損傷耐性データベース
レーザー技術開発室
本越伸二、岸田知門、實野孝久 1
1

大阪大学レーザーエネルギー学研究センター

１．はじめにース化試験（以下、データベース化試験）」を実施してレーザー装置およびその応用機器には、ミラー、ビーいる。これまで、波長 1064 nm、532 nm、355 nm、248 nm

ムスプリッタ、偏光子など、多くの光学素子が使用されのシステムに用いる光学素子に対して試験を実施し 1-3)、ている。高出力で動作するレーザー装置では、しばしば試料を提供頂いた企業に直接結果を報告し、今後の開発

レーザー光による光学素子の損傷（レーザー損傷）が問目標にして頂いている。また、レーザー総研のホームペ題となる。損傷が発生すると、レーザー装置が当初の性ージ上に、データベース化試験の結果を公表し、ユーザ能（特性）を発揮できなくなるだけではなく、他の光学ーの皆さんにも利用して頂いている 4)。表 1 に、これま素子の損傷を引き起こす要因にもなる。そのため、光学で実施したデータベース化試験の内容を示す。7 年間で素子のレーザー損傷耐性（損傷しきい値）の向上は、高合計 509 個の光学素子のデータを蓄積することができ

出力レーザー装置および応用技術にとって重要な課題た。

であり、国内外の多くの企業・研究機関で、損傷耐力向上をめざして研究、開発が行われている。

平成 27 年度は、1064 nm 用誘電体多層膜偏光子のデータベース化試験を行った。

我々は、高耐力光学素子の開発を進めるとともに、平成 17 年度より、企業からの依頼により光学素子のレー２．誘電体多層膜偏光子の特徴

ザー損傷しきい値評価試験を行っている。平成 27 年度「偏光子」は、入射する光を偏光方向によって分離すは、29 件の相談を受け、18 件の評価試験を実施した。

るために用いる光学素子で、一般には P 偏光を透過し、その一方で、光学素子のレーザー損傷しきい値の標準化

S 偏光を反射するようになっている。レーザー装置の中と情報発信を目的として、「レーザー損傷耐性データベ

では、発振器内Ｑスイッチや、光アイソレータと一緒に

表１ レーザー損傷耐性データベース化試験実施リスト
実施回数

対象素子

波長[nm]

角度[°]

偏光

第１回

高反射ミラー

1064

45

P

第２回

反射防止膜

1064

0

-

第３回

高反射ミラー

532

45

P

第４回

反射防止膜

532

0

-

第５回

高反射ミラー

355

45

P

第６回

反射防止膜

355

0

-

第７回

高反射ミラー

248

45

P

第８回

反射防止膜

248

0

-

第９回

ダイクロイックミラー

1064

45

P

第１０回

ダイクロイックミラー

532

45

P

第１１回

高反射ミラー

1064

45

P

第１２回

反射防止膜

1064

0

-

第１３回

高反射ミラー

532

45

P

第１４回

反射防止膜

532

0

-

─ 67 ─

年度
H20

H21

H22

H23

H24

H25

H26

使用される。図 1 に一般的な誘電体多層膜偏光子の分光表 2 多層膜偏光子の仕様と照射条件透過特性の計算例を示す。計算の設計では、入射角度を

第15回

56.5°とし、屈折率 2.1 と 1.45 の 2 種類の材料を 32 層

第16回

多層膜偏光子では低い領域は、1040 nm〜1070 nm の僅か 30 nm 程度

1064

長

[nm]

入射角度

[°]

56.5

[%]

<2%@P偏光、 >99.5@S偏光波積層した。図より、P 偏光の透過率が高く、かつ S 偏光

反射率しかなく、多層膜ミラーや反射防止コートに比べて狭い。

基板材料

石英ガラス

言い換えると、高性能偏光子の実現には、多層膜に使う

基板研磨状態

RMS<10Å

裏面研磨状態

表面と同様

参加企業数

9

評価試料数

15

材料の選択や膜厚制御など、設計・製作時の高度な技術が要求されることになる。レーザー装置の出力を制限する原因の一つになっている。

照射条件
波

３．評価試料の仕様

長

1064

[nm]

10

パルス幅 [ns]データベース化試験を行った多層膜偏光子の特性仕入射角度
偏様と参加企業数、試料数を表 2 に示す。入射角度は

56.5

[°]

光

P

S

56.5°とした。この角度は、ガラス基板のブリュースター角であり、コートを施さない裏面の P 偏光の反射がゼ４．評価装置と方法

ロになる。また、1064nm の波長に対して、P 偏光反射

レーザー損傷しきい値評価試験には、波長 1064 nm、率を 2%以下、S 偏光反射率を 99.5%以上とした。反射パルス幅 10 ns の Q スイッチ Nd:YAG レーザー（Spectra

防止膜と同様に、透過する P 偏光に対するレーザー損傷

Physics 社 Quanta-ray）を使用した。縦モード、横モード

しきい値は基板材料や、基板表面の状態に大きく依存す

ともに単一モード発振器の出力を増幅器により増幅しるため、石英ガラス基板で、10 Å以下の光学研磨仕上た後、焦点距離 3000 mm のレンズを用いて試料上に集げであることを要求した。

光した。試料に照射するレーザーの時間波形、エネルギ

参加企業数は 9 社、15 個の試料について、P 偏光（第ーは、バイプラナ光電管とエネルギーメータでそれぞれ

15 回）と S 偏光（第 16 回）に分けて、評価試験を行っ計測した。また、レンズから試料表面までと同じ距離にた。

なる位置に CCD カメラを設置し、試料上のビーム形状
およびビームサイズを計測した。照射レーザー光のエネ

100

ルギーは、1/2 波長板とプレート型偏光子を用いて調整

P-pol.
S-pol.

した。

80

評価方法には、1-on-1（1 パルス照射毎に損傷の有無
60に関わらず照射位置を移動する）試験法を採用した。照射前後の試料表面をノマルスキー顕微鏡（50 倍）によ40り観察した。レーザー損傷しきい値は、損傷が発生した
20

0
950

最小エネルギー密度として決定し、照射ガウス分布のピークエネルギー密度で表した。
1000

1050
波

1100
長

1150

1200

[nm]

５．多層膜偏光子のレーザー損傷しきい値

図 1 誘電体多層膜偏光子の分光透過特性

図2に多層膜偏光子に対するデータベース化試験の結─ 68 ─

果を示す。図 2(a)、(b)はそれぞれ P 偏光、S 偏光照射時ている。このフルエンスは、現在の評価用レーザー装置の結果である。どちらの場合も損傷閾値のバラツキは大の最大エネルギー密度であり、10 ヶ所照射したが損傷きかった。多層膜偏光子の設計・製作時の僅かな条件のしなかった。

違いによってレーザー損傷耐性が大きく変わることをこのフルエンスでは、通常の石英ガラス表面は容易に意味している。P 偏光の場合の最大損傷しきい値は 92

損傷を引き起こす。このように、Ｓ偏光に対しては誘電J/cm2、最頻度数しきい値は 20−30 J/cm2 であった。S 偏体多層膜ミラーの損傷しきい値と同等以上の試料も存

光照射時の損傷しきい値は、相対的に P 偏光の場合より在することが確認された。また注目すべき点は、購入しも高い。これは、S 偏光が多層膜内で反射するのに対した海外市販品の多層膜偏光子に比べ、提供して頂いた国て、P 偏光は多層膜を透過し、基板表面の影響を大きく内の偏光子のレーザー損傷しきい値が高い点である。も受けるためである。S 偏光の最頻度数レーザー損傷しきちろん、製品として提供する場合との違いはあるが、国い値は約 50 J/cm2、最大損傷しきい値は 500 J/cm2 を越え

内光学素子メーカーの高い技術力を示すものである。
ユーザーとしての希望は、どちらの偏光においても高5い耐性を持つことであるが、S 偏光に対して高耐力を持

海外サンプル
参加サンプルつ偏光子が、P 偏光に対しても高耐力であるとは限らな4い。
図 3 に各試料における P 偏光照射時のレーザー損傷
しきい値に対する S 偏光損傷しきい値を示す。
縦軸と横3軸のスケールが 6 倍違うので、目安として 2 つの損傷し2

きい値が 1：1 の場合を橙線で示した。試料 15 個中 2
個を除いて、P 偏光の損傷しきい値よりも S 偏光の方が10高いことが判る。しかしながら、S 偏光に対して 300
0

20

40

60

80

レーザー損傷しきい値[J/cm ]

1002

J/cm2 を超えた試料 A の P 偏光のしきい値は、18 J/cm2に留まっている。ここまで大きくしきい値が異なると、(a)

反射型の光学システムにおいても使用することが難し

(a)

くなる。

4
海外サンプル
参加サンプル

600

3
500
400

2

300

1

(b)

#A

200
#B
100

0
0

100

200

300

レーザー損傷しきい値

400

500

0

2

[J/cm ]

0

20

40

60

80

100
2

[J/cm ](b)

P偏光 レーザー損傷しきい値

図 2 多層膜偏光子データベース化試験結果。(a) P 偏

図 3 各試料の偏光による損傷しきい値の比較

光、(b) S 偏光─ 69 ─

(a)

６．損傷形状の比較

ザー光は多層膜を透過し基板表面に至る。研磨剤などの先述の照射レーザー偏光方向に対する損傷しきい値

不純物が基板表面近傍に残留しているとき、図 4(a)のよの違い、試料間における損傷しきい値の違いを考察する

うな局所的な損傷が顕れる。一方、S 偏光の場合には多ために、損傷形状を観察した。図 4(a)(b)は、図 3 で#A

層膜各層の境界で反射位相を合わせることにより反射と記している試料の損傷形状である。
(a)はP 偏光照射、光強度を増大させている。結局、最表面の光強度が最も(b)は S 偏光照射時のレーザー損傷である。P 偏光による高くなり、最表面近くのレーザー損傷耐性の低い材料層損傷（図 4(a)）は局所的な損傷の集まりであるのに対しまたはその境界部で損傷しきい値が決定される。これにて、S 偏光による損傷（図 4(b)）は多層膜の表層の数層比べて、試料#B（図 3 参照）の損傷形状は、偏光に対のみの剥がれとして現れていることが判る。これは、損して大きな違いが見られなかった。これは、多層膜中の傷の要因が異なることを意味している。P 偏光ではレーある層の吸収（レーザー損傷耐性の低さ）が偏光子全体のしきい値を決めていると考えられる。

(a)

７．まとめ
平成 27 年度に実施した波長 1064 nm 用多層膜偏光子のデータベース化試験結果についてまとめ、考察を行った。P 偏光照射時のレーザー損傷しきい値に比べ、S 偏
光のしきい値は高く、バラつきが大きいことを示した。
各試料の偏光方向に対する損傷しきい値を比較し、損傷形状から損傷の原因について考察した。
平成 28 年度は、355nm 用光学素子についてデータベ(b)ース化試験を実施する。
参考文献
1） 本越伸二他: ILT 年報, レーザー技術総合研究所, 2015.
2） S. Motokoshi, et al.: Proc. of Laser-Induced Damage in Optical
Materials 2010, SPIE 7842, 78420F-1, 2011.
3） S. Motokoshi, et al.: Proc. of Laser-Induced Damage in Optical

図 4 多層膜偏光子のレーザー損傷形状（試料 A）(a)P 偏光、(b) S 偏光照射時

Materials 2011, SPIE 8190, 81900I-1, 2012.
4） http://www.ilt.or.jp/kenkyukai.html

─ 70 ─

発 表 論 文 リ ス ト

発表論文リスト○レーザーエネルギー研究チーム
著
者 Y. Wang, Y. Wei, D. Li, K. Takano, M. Nakajima
題

目Dispersion, spatial growth rate, and start current of a Cherenkov free-electron laser withnegative-index material

論文誌名 PHYSICS OF PLASMAS, Vo1.22, 083111, 2015
著
者 D. Li , Y. Wang, Y. Wei, Z. Yang, S. Miyamoto
題
目 Study on radiation source with negative-index materials
論文誌名 IEEE Xplore, DOI:10.1109/IRMMW-THz.2015.7327572○レーザープロセス研究チーム
著者 藤田雅之、田中秀治、宮永憲明
題
目 積層MEMSのためのレーザー支援ダイシング技術
論文誌名 レーザ加工学会誌, 22巻, 2号, pp.8-13, 2015
著者 藤田雅之題
目 ハイパワーレーザーによるCFRP微細加工技術
論文誌名『適用拡大するCFRPの成形・加工・リサイクル技術最前線』、第2編
第2章 レーザー微細加工技術 第2節, pp.121-131, 2015

加工技術

著者 藤田雅之題
目 高出力超短パルスレーザーを用いた炭素繊維複合材加工技術
論文誌名 光学, 44巻 ,9号 ,pp.341-349, 2015
著者 藤田雅之題
目 CFRPのレーザー加工
論文誌名 光アライアンス 特集：レーザー加工の最先端, 26巻, 10号, pp.6-10, 2015
著者 染川智弘、藤田雅之、井澤靖和、笠岡誠、永野芳智
題目 ラマン分光法を利用した液中物質の非接触計測
論文誌名 オプトロニクス, 402号, pp.71-75, 2015
著
者 T. Somekawa, M. Kasaoka, Y. Nagano, M. Fujita, Y. Izawa
題
目 Insulation Quality Assessment of Transformers Using Laser Raman Spectroscopy
論文誌名 Springer Proceedings in Physics, Vol.177, pp.31-38, 2016
著
者 T. Somekawa, M. Fujita
題目Raman Spectroscopic Measurements of CO2 Dissolved in Seawater For Laser Remote Sensing
in Water

論文誌名 27th International Laser Radar Conference, C3-20, 2015
著者 染川智弘、笠岡誠、中井政明、藤田雅之、井澤靖和
題目 レーザーラマン分光法を用いた変圧器の異常診断手法の開発
論文誌名 電気学会研究会資料, OQD-16-044, 2016
著

者

T. Sakurai, H. Chosrowjan, T. Somekawa, M. Fujita, H. Motoyama, O. Watanabe,
Y. Izawa

題
目 Studies of melting ice using CO2 laser for ice drilling
論文誌名 Cold Regions Science and Technology, Vol.121, pp.11-15, 2016
著者 佐伯拓、谷口誠治、中村和広、飯田幸雄
題目 太陽光励起レーザー開発とその応用
論文誌名 電気学会論文誌A, Vol.135, No.10, pp.559-564, 2015
─ 73 ─

著
者 T. Sakurai, H. Chosrowjan, H. Furuse S.Taniguchi, T. Kitamura, M. Fujita, S. Ishii, Y. Izawa
題
目 Boiling effect in liquid nitrogen directly cooled Yb3+:YAG laser
論文誌名 Applied Optics, Vol.55, No.6, pp.1351-1355, 2015
○レーザー計測研究チーム
著者 御崎哲一、篠田昌弘、島田義則
題目 ハンマーを用いずに新幹線トンネル覆工コンクリート打音検査
論文誌名 建設機械施工, Vol.67, No.9, September, pp.46-51, 2015
著者 島田義則題
目 レーザによるコンクリートの健全性評価技術
論文誌名 電気学会誌, 12月号, pp.834-837, 2015
○レーザーバイオ化学研究チーム
著者 H. Chosrowjan, S. Taniguchi, F. Tanaka
題
目 Ultrafast fluorescence upconversion technique and its applications to proteins
論文誌名 the FEBS Journal, Vol.282, Issure16, pp.3003-3015, 2015
著
者 N. Nakashima, K. Yamanaka, M. Saeki, H Ohba S. Taniguchi, T. Yatsuhashi
題目 Metal ion reductions by femtosecond laser pulses with micro-Joule energy and their efficiencies
論文誌名 Journal of Photochemistry and Photobiology A: Chemistry ,Vol.319, pp.70-77, 2016
著者

F. Tanaka, K. Lugsanangarm, N. Nunthaboot, A. Nueangaudom, S. Pianwanit, S. Kokpol,
S. Taniguchi, H. Chosrowjan

題目Classification of the mechanisms of photoinduced electron transfer from aromatic amino acids
to the excited flavins in flavoproteins

論文誌名 Physical Chemistry Chemical Physics, Vol.17, pp.16813-16825, 2015
○理論・シミュレーションチーム

著

S. Fujioka, T. Johzaki, Y. Arikawa, Z. Zhang, A. Morace, T. Ikenouchi, T. Ozaki, T. Nagai,
Y. Abe, S. Kojima, S. Sakata, H. Inoue, M. Utsugi, S. Hattori, T. Hosoda, S. Ho. Lee,
者 K. Shigemori, Y. Hironaka, A. Sunahara, H. Sakagami, K. Mima, Y. Fujimoto, K. Yamanoi,
T. Norimatsu, S. Tokita, Y. Nakata, J. Kawanaka T. Jitsuno, N. Miyanaga, M. Nakai,
H. Nishimura, H. Shiraga, H. Nagatomo, H. Azechi,

題目Heating Efficiency Evaluation with Mimicking Plasma Conditions of Integrated Fast-Ignition
Experiment

論文誌名 Phys. Rev. E Vol.91, 063102, 2015
著

Y. Nishimura, Y. Kitagawa, Y. Mori, T. Hioki, H. Azuma, T. Motohiro, T. Komeda, K. Ishii,
者 R. Hanayama, T. Sekine, A. Sunahara, T. Kajino, T. Nishi, T. Kondo, M. Fujine, N. Sato,
T. Kurita, T. Kawashima, T. Kan, E. Miura, Y. Sentoku

題目 Multilayered polycrystallization in singe-crystal YSZ by laser-shock compression
論文誌名 J. Phys. D: Appl. Phys. Vol.48, 325305, 2015
著

者

H. Nagatomo, T. Johzaki, T. Asahina, A. Sunahara, T. Sano, H. Sakagami, K. Mima,
S. Fujioka, H. Shiraga

題
目 Computational Study of Magnetic Field Compression by Laser Driven Implosion
論文誌名 Nuclear Fusion. Vol.55, 093028, 2015

─ 74 ─

著

者

N. Tanaka, M. Masuda, R. Deguchi, M. Murakami, A. Suahara, S. Fujioka, A. Yogo,
H. Nishimura

題

目Characterization of material ablation driven by laser generated intense extreme ultraviolet(EUV) light

論文誌名 Appl. Phys. Lett. Vol.107, 114101, 2015
著

者

H. Matsukuma, A. Sunahara, T. Yanagida, H. Tomuro, K. Kouge, T. Kodama, T. Hosoda,
S. Fujioka, H. Nishimura

題目Correlation between Laser Absorption and Radiation Conversion Efficiency in Laser Produced
Tin Plasma

論文誌名 Appl. Phys. Lett. Vol.107, 121103, 2015
著

者

K. Tomita, Y. Sato, K. Nishikawa, K. Uchino, T. Yanagida, H. Tomuro, Y. Wada,
M. Nunishima, T. Kodama, H. Mizoguchi, A. Sunahara

題目Development of a collective Thomson scattering system for laser-produced tin plasmas for
extreme-ultraviolet light source

論文誌名 APE1X. Vol.8, 126101, 2015
著

者

H. Hara, G. Arai, T. H. Dinh, W. Jang, T. Miura, A. Endo, T. Ejima, B. Li, P. Dunne,
G. O’Sullivan, A. Sunahara, T. Higashiguchi

題
目 Numerical evaluation of a 13.5nm high-brightness microplasma extreme ultraviolet source
論文誌名 Journal of Applied Physics,Vol.118, 193301, 2015
著

者

R. Kawashima, T. Morita, N. Yamamoto, N. Saito, S. Fujioka, H. Nishimura, H. Matsukuma,
A. Sunahara, Y. Mori, T. Johzaki H. Nakashima

題
目 The measurement of plasma structure in a magnetic thrust chamber
論文誌名 Plasma and Fusion Res. Vol.11, 3406012, 2016著

飯田裕之、丹羽勝之、王明炎、古河裕之、津山美穂、中野人志、草場光博、

者 部谷学

題
目 吸収体に黒色液体インクを用いた金属溶融フリーのレーザピーニングの原理実証
論文誌名 電気学会論文誌A 2015年10月号「光エネルギー応用技術の最新動向」特集, 2015著者 部谷 学、飯田裕之、中野人志、津山美穂、古河裕之
題
目 研究開発が進むレーザーピーニング技術
論文誌名 FORM TECH REVIEW, Vol.25, pp.104-107, 2015
○レーザー技術開発室
著
者 S.Kajikawa, T.Terao, M.Yoshida, S.Motokoshi, O.Ishii, M.Yamazaki, Y.Fujimoto
題

目Single-mode visible laser oscillation in Pr-doped double-clad structured waterproof fluoroaluminate glass fiber

論文誌名 Electronics Letters, Vol.52, pp.861-863, 2016

─ 75 ─

国際学会発表リスト○レーザーエネルギー研究チーム
著 者 D. Li, Y. Wang, Y. Wei, Z. Yang, S. Miyamoto
題 目 Study on Radiation Source with Negative-index Materials
会議名40th International Conference on Infrared, Millimeter and Terahertz Waves，23-28 Aug. 2015,
Hong Kong,China○レーザープロセス研究チーム
M. Fujita, H. Ohkawa, T. Somekawa, T. Matsutani, Y. Maeda, J. Bovatsek, R. Patel,
N. Miyanaga

著

者

題

目 High Power UV Laser Processing of CFRP with Various ns Pulse Waveforms

会議名

The 4th "Advanced Lasers and Photon Sources Conference" (ALPS'15)，22-24 April.2015,
Yokohama,Japan著

者

H. Yoshida, K. Tsubakimoto, H. Fujita, N. Miyanaga, T. Yamamura, T. Sakagawa,
M. Tsukamoto, H. Chosrowjan, T. Kitamura, M. Fujita, Y. Izawa

題

目Nanosecond Pulsed 1.5 kW Average-output-power Fiber Laser System Based on Yb-doped rod
PCFs for Filled-aperture Coherent and Spectral combinations

会議名

The 4th "Advanced Lasers and Photon Sources Conference" (ALPS'15)，22-24 April.2015,
Yokohama,Japan著

者

T, Kitamura, H, Chosrowjan, S.Taniguchi, M. Fujita, K. Tubakimoto, H. Yoshida,
N. Miyanaga, Y. Izawa

題

目

Coherent Combination of Four High-Power Laser Beams Using Bernoulli Discrete Probability
Distribution Based Algorithm

論文誌名

The 4th "Advanced Lasers and Photon Sources Conference" (ALPS'15)，22-24 April.2015,
Yokohama,Japan著
者 T. Sakurai, H. Chosrowjan, T. Somekawa, M. Fujita, H. Motoyama, O. Watanabe, Y. Izawa
題目 Studies of melting ice using laser for ice drilling
論文誌名 Japan Geoscience Union Meeting 2015，24-28 May.2015, Chiba-City,
著

者

M. Fujita, H. Ohkawa, T. Somekawa, T. Matsutani, Y. Maeda, J. Bovatsek, R. S. Patel,
N.Miyanaga

題 目 High Power UV Laser Processing of CFRP with Short ns Pulses and Pulse Splitting
会議名 Lasers in Manufacturing LiM2015，22-25 June. 2015, Munich, Germany
著 者 T. Somekawa, M. Fujita
題目Raman spectroscopic measurements of CO2 dissolved in seawater for laser remote sensing inwater

会議名 27th International Laser Radar Conference，5-10 July. 2015,New York City,USA
著

者

題 目
会議名
著 者
題 目
会議名

K. Hamamoto, T. Morioka, S. Nishikata, N. Inoue, J. Nakatani, S. Taniguchi, H. Chosrowjan,
Y. Izawa
kW-class Zig-Zag Active-Mirror Laser Amplifier with Jet Impingement Cooling
Advanced Solid State Lasers, ASSL2015，4-9 October, 2015, Berlin,Germany
M. Fujita, H. Ohkawa, T. Somekawa, Y. Maeda, T. Matsutani, N. Miyanaga
Evaluating Performance of CFRP Laser Cutting with Ultra-Short Pulses
The 33rd International Congress on Applications of Lasers & Electro-Optics (ICALEO2015)，
18-22 Oct. 2015, Atlanta,USA
─ 76 ─

著 者
題 目
会議名
著 者
題 目

T. Somekawa, N. Manago, M. Fujita, H. Kuze
Development of differential absorption lidar using a coherent white light continuum
The 23rd CEReS International Symposium，1-2 December 2015, Japan
H. Yoshida, K. Tsubakimoto, N. Miyanaga, H. Chosrowjan, T. Kitamura
High-peak and high-average-power Yb-doped PCF fiber Laser System
International ASHULA Grand Seminar/Symposium 2016

会議名 ASHULA (Asian core program for high energy density science using intense laser photons) ,5-7January. 2016, Osaka,Japan○レーザーバイオ化学研究チーム
著 者 L. Mendonca, F. Hache, P. C-Barret, P. Plaza, H. Chosrowjan, S. Taniguchi, Y. Imamoto
題

目

会議名

Ultrafast carbonyl motion of the Photoactive Yellow Protein chromophore studied byfemtosecond circular dichroism
16th European Conference on the Spectroscopy of Biological Molecules (ECSBM2015)，
6-10 September 2015, Bochum,Germany○理論・シミュレーションチーム
著 者 I. Kitawaki, M. Heya, H. Furukawa, M. Tsuyama, H. Nakano
題 目 Effect of Control of Plasma Confinement Layer on Laser Peening
会議名
著 者
題 目
会議名
著 者
題 目

The 33rd International Congress on Applications of Lasers & Electro-Optics (ICALEO2015),
18-22 October. 2015, Atlanta,USA
A. Sunahara, H. Matsukuma, K. Nishihara, A. Sasaki
Radiation Hydrodynamic Simulation of Laser-produced Tin Plasmas
EUVsource woerkshop, 9-11 November. 2015, Dublin,Ireland
A. Sunahara, H. Matsukuma, K. Nishihara, A. Sasaki
Radiation Hydrodynamic Simulation of Laser-produced Tin Plasmas

International Strategic Collaboration Award Workshop on Extreme Ultraviolet Source
会議名 Development for Lithography, Surface Morphology and Water-window imaging(EUV source workshop satellite meeting)，4-5 November. 2015, Dublin,Ireland著
題者 A. Sunahara
目 Hydrodynamic simulation of Irradiation of ultra-intense laser on the inner surface of shell

会議名

57th Annual Meeting of the APS Division of Plasma Physics, 16-20 November. 2015,
Savannah,USA

著 者 A. Sunahara
題 目 Radiation hydrodynamic simulation on the laser-irradiated metal
会議名 JIFT workshop at Fukui, Japan，24-25 March. 2016, Japan○レーザー技術開発室
著 者 Y. Honda, S. Motokoshi, T. Jitsuno, N. Miyanaga, K. Fujioka, M. Nakatsuka, M. Yoshida
題 目 Energy Transfer Process in Nd/Cr:YAG Ceramics
会議名著
題

The 4th "Advanced Lasers and Photon Sources Conference" (ALPS'15)，22-24 April. 2015,
Yokohama,Japan者 K. Mikami, S.Motokoshi, T. Jitsuno
目 Optical Material Modification by Laser Pulses at Under-Damage Threshold Conditions

会議名

The 4th "Advanced Lasers and Photon Sources Conference" (ALPS'15)，22-24 April. 2015,
Yokohama,Japan─ 77 ─

著 者 Y. Honda, S. Motokoshi, T. Jitsuno, N. Miyanaga, K. Fujioka, M. Nakatsuka, M. Yoshida
題 目 Small signal gain for Nd/Cr:YAG ceramics at high temperature
会議名 CLEO 2015，10-15 May. 2015, CA,USA

─ 78 ─

国内学会発表リスト○レーザーエネルギー研究チーム
著 者 李大治、高野恵介、中嶋誠、宮本修治
題 目 負の屈折率媒質を用いたCherenkov自由電子レーザー
会議名著
題

第63回応用物理学会春季学術講演会、2015年3月21日、東京工業大学
大岡山キャンパス

者 李大治、中嶋誠、橋田昌樹
目 グラフェンによるテラヘルツ波放射
マイクロ波、ミリ波、テラヘルツ波の技術とそのプラズマ加熱・計測への応用、

会議名 2016年1月20日、核融合科学研究所○レーザープロセス研究チーム
著 者 染川智弘、藤田雅之
題 目 水中レーザーリモートセンシングに向けた海水溶存CO2のラマン分光測定
会議名 第33回レーザセンシングシンポジウム、2015年9月5日、大田区産業プラザPiO
著

者

大河弘志、染川智弘、藤田雅之、松谷貴臣、前田佳伸、宮永憲明、J.Bokvatsek、
R.Patel

題 目 CFRPのUVナノ秒レーザー加工における熱影響層評価
会議名 第76回応用物理学会秋季学術講演会、2015年9月14日、名古屋国際会議場
著

者

題 目
会議名
著 者
題 目
会議名
著 者
題 目
会議名
著 者
題 目
会議名

吉田英次、山村 健、椿本孝治、藤田尚徳、宮永憲明、塚本雅裕、酒川友 一、
ハイク コスロービアン、北村俊幸
高出力パルス動作Ybファイバーレーザーシステムの開発(7)
第76回応用物理学会秋季学術講演会、2015年9月14日、名古屋国際会議場
ハイク コスロービアン、北村俊幸、谷口誠治、藤田雅之、井澤靖和
Analysis of CW regime, multi-pass amplification system characteristics including linear losses
2015年 第76回応用物理学会秋季学術講演会、2015年9月14日、名古屋国際会議場
染川智弘、笠岡 誠、中井政明、藤田雅之、井澤 靖和
レーザーラマン分光法による油種のその場識別手法の開発
第76回応用物理学会秋季学術講演会、2015年9月16日、名古屋国際会議場
染川智弘、笠岡誠、中井政明、藤田雅之、井澤靖和
レーザーラマン分光法による油種のその場識別手法の開発
第76回応用物理学会秋季学術講演会、2015年9月16日、名古屋国際会議場

─ 79 ─

著 者
題 目
会議名
著 者
題 目
会議名
著 者
題 目
会議名
著 者
題 目
会議名
著 者
題 目
会議名
著 者
題 目
会議名
著
題

藤田雅之
短パルスレーザー加工の基礎
短パルスレーザー加工実習セミナー、2015年10月5日、大阪大学テクノアライアンス棟
藤田雅之
ここまで進んだレーザ加工・計測応用 その最前線はインターオプト2015光技術動向セミナ−、2015年10月15日、パシフィコ横浜
藤田雅之
パルスレーザー加工の可能性と最近のトレンド
レーザー微細加工の最新ソリューションセミナー、2015年11月18日、
横浜情報文化センター
染川智弘、藤田雅之
水中レーザーリモートセンシングに向けたCO2気泡と海水溶存CO2のラマン分光
レーザー学会学術講演会第36回年次大会、2016年1月9日、名城大学天白キャンパス
藤田雅之
光テクノロジーロードマップ−光加工・計測技術−

平成27年度 光産業技術シンポジウム「光加工・計測が創る新たな社会と産業イノベーション」、2016年2月3日、リーガロイヤルホテル東京

LMPシンポジウム2016 「最新のレーザ加工技術と自動車車体への応用」、2016年2月8日、名古屋市工業研究所者 染川智弘目 レーザーラマン分光法を用いた変圧器の異常診断手法の開発

会議名
著
題

第76回応用物理学会秋季学術講演会、2015年9月16日、名古屋国際会議場

者 藤田雅之目 超短パルスレーザによるアブレーション加工

会議名
著
題

大塚昌孝、染川智弘、松谷貴臣、前田佳伸、藤田雅之、宮永憲明
フェムト秒レーザーを用いたダブルパルスLIBS法の信号増強効果

第16回レーザー学会東京支部研究会・電気学会
2016年3月4日、東海大学高輪キャンパス

光・量子デバイス技術研究会、者 染川智弘、大塚昌孝、前田佳伸、藤田雅之
目 偏光子を用いたフェムト秒ダブルパルスLIBSの信号増強効果

会議名

第63回応用物理学会春季学術講演会、2016年3月21日、東京工業大学大岡山キャンパス著

者 H. Chosrowjan, T. Kitamura, S. Taniguchi, M. Fujita, Y. Izawa

題

目

会議名

A model development for quantitative analysis of CW regime, multi-pass amplifier systemcharacteristics including optical losses
第63回応用物理学会春季学術講演会、2016年3月21日、東京工業大学大岡山キャンパス

─ 80 ─

著
題者 大河弘志、染川智弘、藤田雅之、松谷貴臣、前田佳伸、宮永憲明
目 炭素繊維強化プラスチックのパルスレーザー加工における波長・パルス幅依存性

会議名

第63回応用物理学会春季学術講演会、2016年3月19日、東京工業大学大岡山キャンパス○レーザー計測研究チーム
著 者 島田義則
題 目 レーザーを用いたコンクリート構造物の欠陥検出技術
会議名 非破壊検査協会総合シンポジウム、2015年6月2日、日本非破壊検査協会亀戸センター
著 者 島田義則
題 目 レーザーを用いた鋼板接着高架橋の遠隔検査技術開発
会議名 電気学会C部門大会、2015年8月26日、長崎大学
著 者 御崎哲一、中澤 明寛、瀧浪秀元、島田義則、オレグコチャエフ、篠田昌弘、江本茂夫
題

レーザーリモートセンシングを用いたコンクリート構造物の健全性評価技術

目 （１）コンクリート欠陥箇所と健全箇所の違い

会議名 土木学会全国大会、2015年9月16日、岡山大学
著 者 島田義則、オレグコチャエフ、御崎哲一、中澤明寛、瀧浪秀元、江本茂夫
題

レーザーを用いたコンクリート構造物の健全性評価技術

目 （２）ケミカルアンカーボルトの接着不良検出

会議名 土木学会全国大会、2015年9月16日、岡山大学
著 者 加瀬究、村上武晴、斎藤徳人、和田智之、緑川克美、河内哲哉、大道博行、島田義則
題 目 レーザーによるトンネルの健全化の計測
会議名
著 者
題 目
会議名
著 者
題 目
会議名
著 者
題 目
会議名
著 者
題 目
会議名
著

理研シンポジウム・第3回「光量子工学研究」、2015年11月12日、理化学研究所
鈴木梅太郎記念ホール
島田義則
レーザーを用いたトンネル等インフラの診断技術
レーザー学会学術講演会、2015年1月10日、名城大学
倉橋慎理、北村俊幸、島田義則、オレグコチャエフ
レーザーを用いたコンクリート構造物における内部欠陥高速検出技術の開発
レーザー学会学術講演会第36回年次大会、2016年1月11日、名城大学天白キャンパス
島田義則
コンクリート内部の見えない欠陥を検査！ レーザーを用いた欠陥診断システム
JPC関西定例講演会、2016年2月26日、マイドームおおさか
島田義則
レーザーを活用した高性能・非破壊劣化インフラ診断技術の研究開発
SIP音響解析会議、2016年2月29日、JST東京本部B1大会議室
島田義則、オレグコチャエフ、御崎哲一、藤嶋昭久、中澤明寛、高山宜久、者 曽我寿孝、江本茂夫

題 目 レーザーを用いたケミカルアンカーボルトの接着不良検出
会議名 電気学会全国大会、2016年3月18日、東北大学川内北キャンパス

─ 81 ─

著

者

題 目
会議名
著 者
題 目
会議名
著 者
題 目
会議名

御崎哲一、曽我寿孝、高山宜久、中澤明寛、藤嶋昭久、島田義則、オレグコチャエフ、篠田昌弘、朝倉俊弘、保田尚俊
レーザーによるコンクリート検査手法の開発
電気学会全国大会、2016年3月18日、東北大学川内北キャンパス
倉橋慎理、北村俊幸、島田義則、オレグコチャエフ
レーザーによるコンクリート構造物内部欠陥高速遠隔検査技術の開発
電気学会全国大会、2016年3月18日、東北大学川内北キャンパス
山田知典、大道博行、河村弘、島田義則
放射化コンクリートの特性評価に向けたレーザー診断技術の開発
日本原子力学会2016年春の年会、2016年3月26日、東北大学川内北キャンパス○レーザーバイオ化学研究チーム
著 者 谷口誠治、ハイク コスロービアン、田中文夫
題 目 ヒト由来D-アミノ酸酸化酵素の蛍光ダイナミクス：機能阻害効果の検討
会議名 2015年光化学討論会、2015年9月11日、大阪市立大学
著 者 谷口誠治、ハイク コスロービアン、田中文夫
題 目 レーザー計測によるヒト由来D-アミノ酸酸化酵素の機能阻害効果の検討
会議名 日本化学会第96春季年会、2016年3月25日、同志社大学京田辺キャンパス
著 者 谷口政治、ハイク コスロービアン、田中文夫
題 目 ヒト由来D-アミノ酸酸化酵素の蛍光ダイナミクス：機能阻害効果の検討
会議名 日本化学会第96春季年会、2016年3月25日、同志社大学京田辺キャンパス
著 者 N. Nakashima, K. Yamanaka, M. Saekia, H. Ohbai, S. Taniguchi, T. Yatsuhashi
題 目 Metal ion reductions by femtosecond laser filamentation and their efficiencies
会議名 日本化学会第96春季年会、2016年3月27日、同志社大学京田辺キャンパス○理論・シミュレーションチーム
著 者 砂原淳
題 目 内面照射型高速点火核融合の点火計算
会議名著
題

第32回プラズマ・核融合学会年会、2015年11月24日、名古屋大学東山キャンパス・
豊田講堂

者 砂原淳
目 内面照射型高速点火核融合
研究会形式シンポジウム「レーザー核融合炉心プラズマと炉工の総合的理解」、

会議名 2015年12月19日、核融合科学研究所
著

者 砂原淳

題

目 解析

会議名
著 者
題 目
会議名
著 者
題 目

二次元放射流体シミュレーションによるレーザー照射されたスズドロップレットの
第29回数値流体力学シンポジウム、2015年12月15日、九州大学
A. Sunahara
Irradiation of ultra-intense laser on the inner surface of CD shell to generate the hot spark
ASHULA Grand Seminar / Symposium 2016、2016年1月12日、大阪大学銀杏会館
砂原淳
二次元輻射流体コードによるレーザー照射されたスズドロップレットの計算「レーザープラズマ科学のための最先端シミュレーションコードの共同開発・共用に

会議名 関する研究会」、2016年1月18日、大阪大学レーザーエネルギー学研究センター
─ 82 ─

著
題者 砂原淳
目 二次元放射流体シミュレーションによるアブレーションの解析

会議名
著
題

平成27年度超短パルスレーザーとプラズマに関する研究会、2016年1月18日、
光産業創成大学院大学者 砂原淳、西原 功修、佐々木 明
目 レーザー照射ドロップレットの長時間シミュレーション

会議名

第63回応用物理学会春季学術講演会、2016年3月19日、東京工業大学大岡山キャンパス

著 者 古河裕之、部谷学、中野人志
題 目 レーザーピーニング統合シミュレーションによる塑性応力の評価
会議名 第76回応用物理学会秋季学術講演会、2015年9月14日、名古屋国際会議場○レーザー技術開発室
著 者 本田能之、本越伸二、實野孝久、宮永憲明、藤岡加奈、中塚正大、吉田実、山田隼弘
題 目 Nd/Cr:YAG材料におけるエネルギー移乗過程の解析 －Crの濃度依存性―
会議名 レーザー学会第476回研究会、2015年7月17日、阪急エキスポパーク
著 者 山田隼弘、本田能之、本越伸二、實野孝久、藤岡加奈、吉田実
題 目 Cr3+イオン4T1準位定期によるNd/Cr:YAG材料の蛍光特性
会議名 第76回応用物理学会秋季学術講演会、2015年9月14日、名古屋国際会議場
著 者 山田隼弘、本田能之、本越伸二、實野孝久、藤岡加奈、吉田実
題 目 Cr3+イオン4T1準位励起によるNd/Cr:YAG材料のエネルギー移乗過程の解析
会議名 第36回年次大会、2016年1月10日、名城大学天白キャンパス著

佐々木啓、三上勝大、オレグコチャエフ、本越伸二、島田義則、古河裕之、者 山ノ井航平、實野孝久、乗松孝好

題 目
会議名
著 者
題 目
会議名
著 者
題 目
会議名

レーザー核融合炉の最終光学系用液体金属ミラーの評価
第36回年次大会、2016年1月10日、名城大学天白キャンパス
寺尾季倫、梶川翔太、藤本靖、本越伸二、吉田実、石井修、山嵜正明
シングルモードダブルクラッドPrドープ耐候性フッ化物ファイバレーザーの特性
第36回年次大会、2016年1月11日、名城大学天白キャンパス
山田隼弘、本田能之、本越伸二、實野孝久、藤岡加奈、吉田実
Cr3+イオン4T1準位励起におけるNd/Cr:YAG材料の蛍光特性Ⅱ
第63回応用物理学会春季学術講演会、2016年3月20日、東京工業大学大岡山キャンパス

─ 83 ─

事 業 報 告 書

 事 業 報 告 書
（平成 27 年度）
概 況

レーザー技術総合研究所は、レーザーおよびその関連産業の振興を図り、我が国の学術の進展と科学技術の発展に貢献することを責務とし、レーザーとその応用に関する研究開発、調査、情報の収集・提供、人材の養成などの事業を鋭意推進すべく活動してきた。平成 27 年度においても関係各位の協力を得て、概ね計画どおり活動することができた。
【平成 27 年度の主な成果】
産業用レーザー開発プロジェクト研究においては、固体レーザーの高出力化に必
要な要素技術の開発を継続的に進めてきた。kW 級出力を実現するため、多重パス
増幅システムの構築を行ない、種々の試験を開始、また複数ビームのタイル型コヒーレント結合効率向上について検討した。
レーザーエネルギー分野においては、メタマテリアルを用いた新型テラヘルツ光源を提案する一方、電力設備用絶縁材料の内部欠陥検査への適用可能性を調査した。
レーザープロセス分野では、フェムト秒レーザーを用い、CFRP（炭素繊維強化
プラスチック）や金属・半導体等各種材料の加工特性を評価すると共に、ナノ秒レーザーを用いたイオン還元による金属ナノ粒子生成法について研究を進めた。
レーザー計測分野においては、戦略的イノベーション創造プログラム（SIP, 内閣
府）などに参画し、欠陥検出の高速化を実現した。また、レーザー干渉を用いたコンクリート欠陥検査装置を開発、実際の新幹線トンネルで欠陥箇所特有の信号抽出に成功した。これらのレーザー干渉技術をもとに、自動車道の高架橋床版検査のための技術も開発中である。
レーザーバイオ化学分野では、レーザーを用い、蛋白質や酵素の反応過程を明らかにし、創薬分野等への応用を図っている。
理論シミュレーション分野においては、レーザープラズマEUV(極端紫外光)光源の理論的研究を実施しており、半導体リソグラフィ用量産光源実現に重要な高出力化の指針を与えた。またレーザー核融合に不可欠の爆縮流体シミュレーション等も行っている。
レーザー技術開発室においては、多くの企業の参加を得て、レーザー用光学素子の損傷評価試験を実施し、データベース化を進めることができた。
─ 87 ─

普及啓発活動では、研究成果報告会の開催(7 月)、機関誌「レーザークロス」の発行(月刊)、ホームページおよびメール配信による情報発信、レーザーEXPO 2015 への出展(4 月)などを実施し、研究成果等の積極的な発信に努めた。


１．役員等の異動 （理事・監事）
年月日
就任
退任
理事  宮口 仁一
理事  梅田 賢治
H27.4.7
監事  湯浅 英生  監事  岡田 勉 
H27.4.21
理事  大石 富彦
理事  橋本 德昭
H27.6.17
理事  落合 誠
理事  向井 成彦
H27.9.28
 （評議員）
年月日
就任
退任
 美濃 由明 西  亨
H27.7.16

２．役員会等の開催
(1)理事会   第 12 回理事会 （平成 27 年 4 月 14 日 みなし決議）    決議事項
    ・臨時の第 9 回評議員会の招集及び目的である事項
   第 13 回理事会 （平成 27 年 6 月 2 日 関電会館）
    決議事項
    ・平成 26 年度事業報告書
    ・平成 26 年度財務諸表    ・内閣府への定期報告    ・基本財産の運用    ・定時評議員会の日時及び場所ならびに目的である事項
    報告事項
    ・職務執行状況の報告    ・第 9 回評議員会（臨時）の決議内容
   第 14 回理事会 （平成 27 年 7 月 1 日 みなし決議）    決議事項
    ・理事長の選出   第 15 回理事会 （平成 27 年 9 月 11 日 みなし決議）
─ 88 ─    決議事項
    ・臨時の第 11 回評議員会の招集及び目的である事項
   第 16 回理事会 （平成 28 年 3 月 9 日 関電会館）
    決議事項
    ・平成 28 年度事業計画書
    ・平成 28 年度収支予算書
    ・基本財産の運用    ・規程の制定および変更ならびに廃止    ・臨時の第 12 回評議員会の招集及び目的である事項
    報告事項
    ・職務執行状況の報告    ・第 11 回評議員会（臨時）の決議内容
   (2)評議員会   第 8 回評議員会 （平成 27 年 4 月 7 日 みなし決議）    決議事項
    ・理事の選任   第 9 回評議員会 （平成 27 年 4 月 21 日 みなし決議）    決議事項
    ・監事の選任   第 10 回評議員会 （平成 27 年 6 月 17 日 大阪科学技術センター）    決議事項
    ・平成 26 年度財務諸表の承認    ・理事の選任    ・基本財産の運用    報告事項
    ・第 13 回理事会の決議内容
    ・平成 26 年度事業報告   第 11 回評議員会 （平成 27 年 9 月 28 日 みなし決議）    決議事項
    ・理事の選任(3)評議員選定委員会
   第 7 回評議員選定委員会（平成 27 年 7 月 16 日 大阪大学）

３．賛助会員状況
  平成 27 年度末会員数 

35 社  80 口

４．学会および論文発表
学会発表     

74 件 （国内：54 件、国外：20 件）
─ 89 ─

論文発表       

32 件 （国内：14 件、国外：18 件）

５．特許等出願件数
  平成 27 年度出願件数  0件  平成 27 年度末特許保有件数 30 件（登録済：20 件、公開済：10 件）

─ 90 ─

Ⅰ  研 究 開 発 お よ び 調 査 事 業  研究開発の推進と成果の拡充を図るため、研究部門では下記の事業活動を実施した。

１．研究調査事業
【産業用レーザー開発プロジェクト研究】㻌
 省エネルギー効果が期待されるレーザー加工技術の発展に活用するため、kW 級
産業用レーザーに必要とされる基盤技術の開発研究を実施した。㻌
(1) 大出力レーザーの開発
 産業利用を目的とした大出力固体レーザーの開発を進め、多重パス増幅システムの構築と増幅特性の解析を行うと共に、室温噴流冷却方式の予備試験を開始した。㻌
(2) ビーム結合に関する研究 レーザーの大出力化において重要となるビーム結合技術に関する研究を引き続き実施し、複数ビームのタイル型コヒーレント結合効率向上に必要な要素技術について検討した。
㻌［関連する主な受託・共同研究］㻌
 ・大出力レーザー開発に関する研究㻌㻌【コンクリート構造体の健全性評価技術開発プロジェクト研究】
鉄道トンネルを対象として、コンクリート構造体の経年劣化を高速で検査し、健全性を評価するレーザー干渉法の開発を進めた。
(1) レーザービーム高速スキャン技術の開発
 広いコンクリート表面を高速で精度よくスキャンできる技術を開発した。また、
検査結果をリアルタイムで表示できる高速画像表示技術を開発した。
(2) 信号処理の高速化研究
 信号処理や欠陥判定アルゴリズムの高速化技術開発を行った。
(3) レーザー高速コンクリート検査技術の開発
 当研究所が開発したコンクリート高速診断技術と日本原子力研究開発機構（現
量子科学技術研究開発機構）が開発した高繰り返しレーザー技術とを組み合わせる
ことにより 25Hz でのコンクリート検査を実証した。
［関連する主な受託・共同研究］
─ 91 ─

・レーザーを活用した高性能・非破壊劣化インフラ診断技術の研究開発【レーザーエネルギー研究チーム】
 レーザーエネルギーの新しい応用分野を開拓するため、テラヘルツ光源開発、材
料物性の診断・検査への応用に関する研究を行った。
(1) メタマテリアルによる電磁波放射基礎研究
負の屈折率を有するメタマテリアルと電子ビームとの相互作用で発生する電磁波の放射シミュレーションを行い、メタマテリアル特有の電磁波モードが存在することを初めて明らかにした。
(2) テラヘルツによる診断・検査研究 電力設備であるポリマー碍管の内部をテラヘルツ波を用いて診断する可能性を評価した。模擬試料からの反射テラヘルツ波を解析することにより、内部剥離、浸水等の存在を検出できることを検証した。
［関連する主な受託・共同研究］㻌
・テラヘルツ光源の開発研究
・テラヘルツ波による電力設備診断技術に関する調査研究
・メタマテリアルによるコヒーレント放射光の基礎研究【レーザープロセス研究チーム】
 レーザー加工特性の評価試験を行い、基礎技術開発を行うとともに、レーザープ
ロセスの高性能化に資する基盤技術を開発した。
(1) フェムト秒レーザー加工に関する研究㻌
フェムト秒パルスを用いて金属・半導体等各種材料の加工特性に関する研究を進め、微細周期構造の応用について検討を行った。
(2) CFRP のレーザー加工に関する研究㻌
産業用部材の軽量化に期待される CFRP に対してレーザー加工の波長およびパルス幅依存性を評価した。
(3) レーザーによるナノ粒子生成技術の研究
ナノ秒レーザーによる金属酸化物(酸化亜鉛)の還元と微細化、空気電池への応用に関する研究を進めた。また、フェムト秒レーザーを用いたイオン還元による金属
ナノ粒子生成技術に関する研究を進めた。
［関連する主な受託・共同研究］㻌
・CFRP の微細加工に関する研究─ 92 ─

・レーザーによる金属還元ナノ粒子作成と空気電池への応用
・フェムト秒フィラメンテーションの化学 — 金属イオンの還元、金属ナノ粒子の生成−㻌㻌【レーザー計測研究チーム】㻌
レーザーを用いたリモートセンシング技術をトンネルや高架橋等のインフラ構造
物健全性評価に適用するための技術開発およびレーザー分光法を用いた微量分析技
術開発の研究を行った。㻌
㻌(1) レーザー超音波探傷技術に関する研究
レーザー干渉を用いた新幹線トンネル覆工コンクリート欠陥検査装置の性能評価を行い、新たな欠陥判定基準等を検討した。また、レーザー干渉技術を基に高架橋
床版検査のためのレーザー差動干渉技術開発や水没コンクリートの健全性評価のためのレーザー干渉技術開発を行った。
(2) レーザーを用いた成分分析の研究
レーザーラマン分光法による油種のその場識別手法の検討を行った。
㻌(3) 高強度レーザーを用いた環境評価技術の研究
高強度レーザーを用いて、大気中の温室効果ガスの高度分布計測や、水中レーザ
ーモニタリングに関する基礎研究を行った。
㻌［関連する主な受託・共同研究］
・現場環境を模擬した条件下での光学系回路の制御、適用性評価㻌㻌 㻌 ・高感度ダイナミックホログラム・レーザー超音波法を用いた欠陥検出に関する㻌
研究㻌
・レーザーによる補強橋梁床版欠陥部のリモートセンシング技術開発と実用化
・原子力施設用コンクリート材料のレーザー診断法による評価㻌
・レーザーを活用したサージタンク劣化調査手法の開発研究㻌 ・レーザーラマン散乱を用いた海水溶存成分測定法の開発
・現場における油種識別技術・測定方法の開発㻌
・白色光レーザーを用いた温室効果ガスの計測法の開発㻌 㻌
【レーザーバイオ化学研究チーム】
レーザーの生物・創薬分野への応用や生体分子の光機能デバイスへの応用を目的とし、蛋白質・酵素等の機能解明、および薬剤等による機能阻害効果に関する研究を進めた。
(1) 時間分解レーザー計測による生体関連物質の機能研究
種々のフラビン蛋白質の水相における構造変化およびその反応過程を、レーザー分
─ 93 ─

光計測結果を元に分子動力学、分子軌道シミュレーションにより明らかとした。
(2) レーザー分光による生体内酵素の機能制御メカニズムの研究
生体内の d-アミノ酸濃度の調整機能を持つ d-アミノ酸酸化酵素について、実際にヒト由来の酵素を用い、その薬剤分子による機能阻害効果をレーザー分光法により明らかにした。
［関連する主な受託・共同研究］㻌
・時間分解蛍光計測による蛋白質の機能阻害効果の研究【理論・シミュレーションチーム】
レーザーと物質の相互作用に関する理論的研究を幅広く行い、各研究チームが行う実験研究に対して、理論・シミュレーション面より支援を行った。レーザープラ
ズマに関連するコードを開発し、産業応用に有用なデータの提供を行った。
(1) EUV(極端紫外光)光源に関する理論的研究
半導体リソグラフィ用量産光源の実現のため、EUVプラズマの解析を行い、高出力化の指針を与えた。
(2) レーザー生成高密度プラズマの理論的研究
核融合爆縮流体シミュレーションを行い、高密度爆縮及びプラズマ加熱実験に対する指針を与えた。
(3) レーザーアブレーションとその応用に関する理論的研究
レーザーアブレーション過程を記述するシミュレーションコードの精緻化を行い、レーザー加工や表面処理プロセスへの適用を行った。
(4) レーザー核融合炉設計に関する理論的研究
レーザー核融合炉内での金属蒸気の次元挙動を評価して、炉設計に有用なデータを提供した。 ［関連する主な受託・共同研究］㻌
・EUV光源プラズマの解析
・核融合流体シミュレーション【レーザー技術開発室】
高出力レーザーとその応用システムに共通する光学部品や光学材料の高性能化をめざして基礎技術開発を行った。レーザー損傷評価試験を実施し、「高耐力光学素子研究会」を通して、レーザー損傷しきい値のデータベース化を進めた。

─ 94 ─

(1) Nd/Cr:YAG レーザー材料内のエネルギー移乗過程の解明
太陽光励起レーザー用媒質として期待される Nd/Cr:YAG 材料において、Nd からCr へのエネルギー移乗過程を解明し、赤色励起時のエネルギーレート方程式を構築した。この結果、赤色励起時のレーザー利得を計算することが可能になった。さらに、白色励起時に拡張するために、青色励起時の蛍光特性の評価を行った。
(2) 繰返しレーザー照射時のレーザー損傷機構の解明
光学素子のレーザー損傷しきい値は、照射レーザーの繰返し周波数、繰返しパル
ス数に応じて低下することが知られている。その要因を明らかにし、高耐力化を進めるために、10ms～1s に時間差を調整した 2 パルスの損傷しきい値の評価を行い、1 パルスのしきい値に比べて、パルス間隔が短くなるに従い 70％まで低下することが判った。合わせて、レーザー照射時の欠陥準位の生成とその緩和時間について解析を行った。
(3) レーザー損傷評価試験
技術相談窓口と連携し、展示会、ホームページなどを通して受託試験の広報を行
い、15 件の依頼を受け、評価試験を行った。また、損傷しきい値のデータベース化を目的に、1064nm 用多層膜偏光子を対象に第 15 回、第 16 回の評価試験を実施した。ほとんどの試料において、Ｐ偏光の損傷しきい値に比べて S 偏光の方が高耐力であることが確認された。
［関連する主な受託・共同研究］
 ・高耐力ミラーの開発

２．各種研究会活動
当研究所の研究開発活動を効率的・発展的に推進させるため、関連各界の意見・情報収集の場として、さらにはわが国の研究活動の方向性について提言を発信する場として、次のような研究会を開催し、当研究所の事業の活性化を図った。
［実施した主な研究会］
・次世代レーザー技術応用研究会
・高耐力光学素子研究会

３．産学官連携の推進 ホームページ上の技術相談窓口等から受け付けた、企業の技術開発・改良に対する技術支援、光学部品の損傷評価、微細加工、超音波診断などの相談・要望に対し、積極的に取り組んだ。41 件の技術相談に対応し、そのうち 20 件が受託研究へ結び付いた。
 また、広範に拡がるレーザー技術に関するニーズに対応するため、情報、人材、
─ 95 ─

技術等の交流を推進した。
 学界との連携では、大阪大学レーザーエネルギー学研究センター等との共同研究をはじめ、国内外の大学と積極的に連携を図りながら研究を行った。
 産学官との連携では、企業、大学等と連携を図りながら、国や(国)新エネルギー・
産業技術総合開発機構（NEDO）などが主導する産学官連携プロジェクト研究に参画した。 

４．関連団体との連携
 (国)宇宙航空研究開発機構(JAXA)、(国)日本原子力研究開発機構(JAEA)、(財)光産業技術振興協会(OITDA)、(財)大阪科学技術センター(OSTEC)、(財)近畿高エネルギ
ー加工技術研究所(AMPI)、 (社)レーザー学会(LSJ)、（社)レーザープラットホーム協
議会(LPF）韓国原子力研究所(KAERI)、韓国光技術院(KOPTI)など関連団体とも積極的に情報交流や人的交流を図り、これらの団体と連携してわが国のレーザー技術の発展と普及に寄与する活動を推進した｡

５．公募研究 国等が公募を行っている各種競争的研究資金の獲得に努め、本年度は以下の採択課題に参加した。
(1) レーザーによる補強橋梁床版欠陥部のリモートセンシング技術開発と実用化( (国)科学技術振興機構 研究成果最適展開支援プログラム A-STEP 産学共同促進ステージ ハイリスク挑戦タイプ)(2) レーザーを活用した高性能・非破壊劣化インフラ診断技術の研究開発( (国)科学技術振興機構 戦略的イノベーション創造プログラム SIP)
(3) 高効率 LPP 法 EUV 光源の実証開発 ( (国)新エネルギー・産業技術総合開発機構 戦略
的省エネルギー技術革新プログラム 実証開発)(4) レーザー駆動指向性中性子の発生・制御及び検出に関する基盤技術開発 （(国)科学技術振興機構 研究成果最適展開支援プログラム A-STEP ステージⅠ産業ニーズ対応タイプ）

６．受託研究 35 件の受託研究を実施した。(公募によるものを除く。技術相談によるものを含む。)

７．補助事業
─ 96 ─

 文部科学省の科学研究費補助金や民間団体の研究助成を活用し、以下のような研究を実施した。
(1) 時間分解蛍光計測による蛋白質の機能阻害効果の研究 (基盤研究 C)(2) マルチビームレーザーによる高速コンクリート欠陥探傷に関する研究 (基盤研究Ｃ)(3) 高速点火レーザー核融合における高エネルギー粒子輸送の物理解明 (基盤研究C)(4) Two-beam probing laser-based system for remote inspection of unstablestructures (基盤研究 C)(5) 海底開発による環境影響評価に向けたラマンライダーによる海中モニタリング
技術の開発 (若手研究 A)(6) 短パルスレーザーを用いた炭素繊維強化複合材の微細加工技術の開発(天田財団 一般研究開発助成)(7) 多光子吸収過程によるガラス三次元造形(日本板硝子材料工学助成会研究助成)(8) 反射機構を必要としないチェレンコフ型テラヘルツ波放射発振器に関する基礎研究(松尾学術研究助成)(9) レーザー三次元造形による石英ガラス回折光学素子の直接創成 (天田財団 一
般研究開発助成)Ⅱ  普 及 啓 発 活 動 事 業 レーザー技術の普及啓発活動として、情報の発信・提供、人材交流などの事業を以下のとおり実施した。

１．人材の育成 大学、関連研究機関、企業など、共同研究先や技術相談の依頼元から若手研究員を受け入れ、技術指導を行うことにより、レーザー技術に関する人材育成を行った。


２．研究成果報告会 東 京 な らび に 大 阪 にて 、 平 成 26 年 度 の研 究 成 果を 報 告 す る研 究 成 果報 告会(ILT2015)を開催した。
  7 月 10 日 千里ライフサイエンスセンター (大阪)  7 月 17 日 KKR ホテル東京 (東京)─ 97 ─

３．機関誌等の発行

 機関誌「Laser Cross」の月 1 回の発行、および、電子メールでの情報配信により、当研究所の研究成果やレーザーに関する国内外の研究開発動向など、幅広い情報の提供を行った。


４．展示会への出展

 関係団体が主催する光技術やレーザーに関する展示会へ積極的に出展し、当研究所の広報活動に努めた。
 ・レーザーEXPO 2015 4 月 22 日～24 日 パシフィコ横浜 (神奈川)

５．プレス発表 当財団がこれまで研究を進めてきた「コンクリート構造体の健全性評価技術開発
プロジェクト研究」については、1 月 8 日に大阪および東京にて、戦略的イノベー
ション創造プログラム（SIP,内閣府）での研究成果として、コンクリート内部の欠陥の検出速度を従来の 50 倍（0.5+]→25+]）に向上させたことを発表した。

６．国際交流 海外のレーザー技術の開発動向や産業応用に関連した情報を収集するとともにレーザー関連団体や関係研究機関との情報交換・人材交流を図るため、計 9 の国際会議へ参加した。また、韓国原子力研究所(KAERI)、韓国光技術院(KOPTI)等との共同研究を実施した。主なものは以下のとおり。
(1) LiM2015 (6 月，ドイツ)(2) 27th International Laser Radar Conference（7 月，米国）(3) The 40th International Conference on Infrared, Millimeter, and Terahertz
Waves (8 月, 香港)(4) International Conference on Inertial Fusion Sciences and Applications(IFSA 2015) (9 月, 米国)(5) ICALEO2015 (10 月, 米国)(6) 2015 International Workshop on EUV and Soft X-ray Sources(11 月, アイルランド)

─ 98 ─

Ⅲ  そ の 他 事 業
１．IFE（慣性核融合エネルギー：Inertial Fusion Energy）フォーラム活動  
 慣性核融合エネルギー開発事業の推進をめざし、レーザーによるエネルギー開発に向けた有識者会議を開催した。また、レーザー核融合とそれに関連する科学技術の展開をめざし、日本学術会議が主催する国際シンポジウム「大型レーザーによる高エネルギー密度科学研究の新展開」等の活動を支援した。


２．出版物の刊行 平成 26 年度の研究成果を年報にまとめ、刊行した。
  ・「ILT2015 年報」(2014～2015) (平成 27 年 7 月発行)

３．泰山賞の贈呈㻌
7 月の成果報告会にて第 7 回泰山賞の表彰式を行い、レーザー科学技術の分野で永年にわたり抜群の功績を上げた個人に功績賞を、近年著しい業績を上げたグルー
プに進歩賞を贈呈した。

─ 99 ─

組

織

図

構成員一覧

組

監

織

図

名

事

山中千代衛

誉
所
長

レーザーエネルギー研究チーム

レーザープロセス研究チーム
副

所

所
長

員

事

事

会

長

常
務

事

理

長

事

レーザーバイオ化学研究チーム
理論・シミュレーションチーム

レーザー技術開発室

松村宏治
中塚正大

副
理

井澤靖和

大石富彦

会

理

中塚正大

議

理

長
井澤靖和

評

レーザー計測研究チーム

総
務

局

部

長

長

ＩＦＥフォーラム

レーザー核融合技術振興会

─ 103 ─

松村宏治

事
務

総 務 部

構 成 員 一 覧
理事長
事長･名誉所長
副理事長・所長
常務理事
常務理事･副所長

大石富彦
山中千代衛
井澤靖和
松村宏治
中塚正大

【レーザーエネルギー研究チーム】

チームリーダー研究員

井澤靖和（兼務）
李 大治【レーザープロセス研究チーム】

主席研究員（チームリーダー）
副主任研究員
副主任研究員
研究員

藤田雅之

主任研究員
（チームリーダー）
副主任研究員
研究員
研究員

島田義則

【レーザーバイオ化学研究チーム】

チームリーダー
副主任研究員
副主任研究員中島信昭
ハイク コスロービアン
谷口誠治【理論･シミュレーションチーム】

チームリーダー
主任研究員
研究員

井澤靖和（兼務）
砂原 淳
古河裕之【レーザー技術開発室】

主任研究員
（室長）
研究員

本越伸二

事務局長
総務部長
マネージャー
マネージャー
マネージャー
事務員

松村宏治（兼務）
松村宏治（兼務）
幸脇朱美
小野田理恵
藤本 勲
藤田淑子

【レーザー計測研究チーム】【総務部】【特別研究員】

京都大学 名誉教授
元日新電機株式会社
元三菱電機株式会社
三重県立看護大学 名誉教授
元東京工業大学 准教授
大阪市立大学 特任教授
元レーザー技術総合研究所

ハイク コスロービアン(兼務)
染川智弘
北村俊幸

谷口誠治（兼務）
オレグ コチャエフ
倉橋慎理

岸田知門

毛利明博
鈴木泰雄
田畑則一
田中文夫
糟谷紘一
中島信昭
今崎一夫

（平成 28 年 6 月末現在）
─ 104 ─【共同研究員】
大阪大学レーザーエネルギー学研究センター
大阪大学レーザーエネルギー学研究センター
大阪大学レーザーエネルギー学研究センター
大阪大学レーザーエネルギー学研究センター
大阪大学レーザーエネルギー学研究センター
大阪大学レーザーエネルギー学研究センター
大阪大学レーザーエネルギー学研究センター
大阪大学レーザーエネルギー学研究センター
大阪大学レーザーエネルギー学研究センター
大阪大学レーザーエネルギー学研究センター
大阪大学レーザーエネルギー学研究センター
大阪大学レーザーエネルギー学研究センター
大阪大学レーザーエネルギー学研究センター
大阪大学レーザーエネルギー学研究センター
大阪大学レーザーエネルギー学研究センター
大阪大学大学院工学研究科
大阪大学大学院工学研究科
大阪大学大学院工学研究科
大阪大学大学院基礎工学研究科
大阪大学大学院理学研究科
大阪大学接合科学研究所
大阪大学接合科学研究所
大阪大学接合科学研究所
大阪大学光科学センター
大阪大学
大阪工業大学工学部
大阪産業大学工学部
大阪産業大学工学部
大阪市立大学大学院理学研究科
岡山大学大学院自然科学研究科
核融合科学研究所
核融合科学研究所
関西学院大学理工学部
関西大学システム理工学部
関西大学システム理工学部
北見工業大学
京都大学化学研究所
京都大学化学研究所
京都大学大学院理学研究科
京都大学大学院理学研究科
近畿大学理工学部
近畿大学理工学部
近畿大学理工学部
近畿大学理工学部
高知工業高等専門学校
高知工業高等専門学校
摂南大学工学部
情報・システム研究機構 国立極地研究所
千葉大学環境リモートセンシング研究センター
電気通信大学 企画調査室
電気通信大学大学院情報理工学研究科
電気通信大学レーザー新世代研究センター
東京工業大学大学院総合理工学研究科
東京工業大学大学院情報理工学研究科
東北大学大学院工学研究科
東北大学大学院理学研究科
台湾国立交通大学
日本原子力研究開発機構福島研究開発部門福島研究基盤創生センター
─ 105 ─

センター長
教授
教授
教授
教授
教授
准教授
准教授
准教授
准教授
講師
講師
助教
特任研究員
招聘教員
教授
教授
教授
教授
准教授
教授
准教授
招聘教授
特任教授
名誉教授
教授
教授
准教授
教授
助教
准教授
助教
教授
教授
准教授
助教
教授
准教授
教授
教授
教授
教授
教授
准教授
准教授
准教授
教授
特任研究員
教授
特任教授
教授
准教授
講師
教授
教授
准教授
講座教授
副所長

疇地 宏
斗内政吉
西村博明
乗松孝好
宮永憲明
藤岡慎介
河仲準二
坂和洋一
重森啓介
中嶋 誠
藤本 靖
時田茂樹
椿本孝治
西原功修
實野孝久
兒玉了祐
粟津邦男
田中和夫
宮坂 博
山中千博
節原裕一
塚本雅裕
内田成明
佐々木孝友
柳田祥三
西口彰夫
草場光博
部谷 学
八ツ橋知幸
西川 亘
岩本晃史
安原 亮
玉井尚登
淺川 誠
佐伯 拓
古瀬裕章
阪部周二
橋田昌樹
七田芳則
大須賀篤弘
吉田 実
橋新裕一
中野人志
前田佳伸
赤松重則
芝 治也
田口俊弘
櫻井俊光
久世宏明
植田憲一
西岡 一
武者 満
河村 徹
廣瀬壮一
田中秀治
柴田 穣
増原 宏
大道博行

光産業創成大学院大学
光産業創成大学院大学
光産業創成大学院大学
兵庫県立大学大学院工学研究科
兵庫県立大学高度産業科学技術研究所
兵庫県立大学高度産業科学技術研究所
広島大学大学院工学研究科
広島大学大学院工学研究科
福井大学大学院工学研究科
福井大学大学院工学研究科
福岡工業大学工学部
福岡工業大学情報工学部
防衛大学校システム工学郡
北海道大学大学院工学研究院
北海道大学大学院工学研究院
宮崎大学産学・地域連携センター
山梨大学大学院医学工学総合研究部
山梨大学大学院医学工学総合研究部
立命館大学情報理工学部
量子科学技術研究開発機構量子ビーム科学研究部門
量子科学技術研究開発機構量子ビーム科学研究部門
量子科学技術研究開発機構量子ビーム科学研究部門
量子科学技術研究開発機構量子ビーム科学研究部門
量子科学技術研究開発機構量子ビーム科学研究部門
量子科学技術研究開発機構量子ビーム科学研究部門
量子科学技術研究開発機構量子ビーム科学研究部門

教授
特任教授
客員教授
教授
所長
名誉教授
教授
准教授
教授
教授
教授
准教授
准教授
教授
教授
准教授
教授
助教
教授
主幹研究員
レーザー医療応用研究グルー
プリーダー
Ｘ線レーザー研究グループサ
ブリーダー

主幹研究員
研究員

藤田和久
三間圀興
内田成明
藤原閲夫
宮本修治
望月孝晏
遠藤琢磨
城﨑知至
仁木秀明
金邉 忠
河村良行
中村龍史
篠田昌弘
足立 智
長谷川靖哉
甲藤正人
張本鉄雄
宇野和行
陳 延偉
佐々木明
山川考一
錦野 将元
長谷川 登
三上 勝大
近藤 修司
岡田 大

（平成28年6月末現在）
─ 106 ─評

議員理 事・ 監 事
評議員選定委員
企

画

委

員

評

議

員
（敬称略）

評議員

礒嶋茂樹

加藤有一

住友電気工業株式会社 研究開発本部 電力・エネルギー・超電導担当技師長
国立研究開発法人量子科学技術研究開発機構
量子ビーム科学研究部門 関西光科学研究所長
富士電機株式会社 発電・社会インフラ事業本部 発電プラント事業部
原子力技術部長
一般財団法人電力中央研究所 常務理事

佐々木孝友

大阪大学 名誉教授

仙藤敏和

関西電力株式会社 執行役員 原子燃料サイクル室長

田中健一

三菱電機株式会社開発本部 役員技監

中田公明

パナソニック株式会社 エコソリューションズ社 ものづくり革新本部
生産技術開発センター長
浜松ホトニクス株式会社 常務取締役 中央研究所長

内海 渉
尾崎 博

原

勉

東 邦夫

京都大学 名誉教授

美濃由明

一般財団法人大阪科学技術センター 専務理事

望月孝晏

兵庫県立大学 名誉教授

─ 109 ─（平成28年6月末現在）

理

事 ・ 監

事
（敬称略）

理事長

大石富彦

関西電力株式会社 取締役常務執行役員

理

井澤靖和

大阪大学 名誉教授

中塚正大

大阪大学 名誉教授

松村宏治

公益財団法人レーザー技術総合研究所 総務部長

疇地 宏

大阪大学 レーザーエネルギー学研究センター長・教授

落合 誠
小野寺正洋

株式会社東芝 エネルギーシステムソリューション社
電力・社会システム技術開発センター 原子炉・量子応用技術開発部 部長
東京電力ホールディング株式会社 原子燃料サイクル部長

小森憲昭

中部電力株式会社 技術開発本部 部長

豊留昭宏

富士電機株式会社 関西支社 営業第二部長

中田洋介

日本電気株式会社 関西支社 第三営業部長

宮口仁一
山中千代衛

三菱重工業株式会社 エネルギー・環境ドメイン 原子力事業部
原子力技術部 部長
大阪大学 名誉教授

山本俊二

三菱電機株式会社 電力・産業システム事業本部 技術顧問

小林英生

株式会社三井住友銀行 大阪本店営業第二部長

西原功修

大阪大学 名誉教授

日根野文三

日根野公認会計士事務所 所長

監

事

事

─ 110 ─（平成28年6月末現在）

評議員選定委員
（敬称略）
阪部周二

京都大学化学研究所 教授

佐々木孝友

大阪大学 名誉教授

仙藤敏和

関西電力株式会社 原子燃料サイクル室長

西原功修

大阪大学 名誉教授

松村宏治

公益財団法人レーザー技術総合研究所 総務部長

（平成28年3月8日現在）
─ 111 ─なお、3月9日に評議員選定委員会は廃止しております。

企

画

委

員
（敬称略）

委員長

木島和夫

関西電力株式会社 原子燃料サイクル室 原子燃料サイクル部長

委

粟津邦男

大阪大学大学院 工学研究科 教授

石津京二

一般財団法人大阪科学技術センター 総務部 企画室長

植田憲一

電気通信大学 特任教授

大谷浩司

三菱電機株式会社 電力システム製作所 磁気応用先端システム部 次長

沖野圭司

オムロンレーザーフロント株式会社 取締役

奥田泰弘

住友電気工業株式会社 エレクトロニクス・材料研究所
エレクトロニクス接続技術研究部 部長
大阪大学大学院 工学研究科 教授

員

兒玉了祐
近藤公伯
白神宏之
武田和仁

国立研究法人日本原子力研究開発機構 原子力科学研究部門 量子ビーム応用研究センター 先進ビーム技術研究ユニット長
大阪大学レーザーエネルギー学研究センター 教授

竹辺晴夫

東京電力株式会社 原子燃料サイクル部 サイクル技術グループ
マネージャー
富士電機株式会社 電力・社会インフラ事業本部 事業企画部 主席

斗内政吉

大阪大学レーザーエネルギー学研究センター 教授

中島信昭

大阪市立大学

西村博明

大阪大学レーザーエネルギー学研究センター 教授

浜崎 学

三菱重工業株式会社 原子力事業本部 原子力技術部 次長

藤原閲夫

兵庫県立大学大学院 工学研究科 教授

宮永憲明

大阪大学レーザーエネルギー学研究センター 教授

向井成彦

株式会社東芝電力システム社 電力・社会システム開発センター
電気計装不技術開発部長
大阪大学大学院 工学研究科 教授

森 勇介
山口浩司

特任教授

関西電力株式会社 原子燃料サイクル室 サイクル事業グループマネジャー

─ 112 ─（平成27年9月末現在）

賛
【建設業】

助

会

員

【精密機器具製造業】

株式会社環境総合テクノス

有限会社岡本光学加工所

関電プラント株式会社

オムロンレーザーフロント株式会社

株式会社きんでん

株式会社片岡製作所
光伸光学工業株式会社【鉄鋼・非鉄金属製造】

ジオマテック株式会社

株式会社神戸製鋼所

株式会社島津製作所

住友電気工業株式会社

浜松ホトニクス株式会社【商社・その他】【電気機器具製造業】

株式会社オプトサイエンス

株式会社ダイヘン
株式会社東芝【銀行・その他金融】

日新電機株式会社

株式会社三井住友銀行

日本電気株式会社
パナソニック株式会社【電気・ガス業】

株式会社日立製作所

関西電力株式会社

富士電機株式会社

中国電力株式会社

三菱電機株式会社

北陸電力株式会社【鉄道業】【機械・輸送用機器具】

西日本旅客鉄道株式会社

三菱重工業株式会社【サービス業・その他】
関電不動産開発株式会社
株式会社ケイ・オプティコム
株式会社レイソルテクノロジーズ

─ 113 ─【団体関係】
一般財団法人大阪科学技術センター
一般財団法人関西情報センター
一般財団法人電力中央研究所
一般財団法人光産業技術振興協会
一般社団法人レーザー学会

合計35社（平成28年6月末現在）
─ 114 ─

お わ り に
レーザー技術総合研究所 平成 27 年度成果報告書 (ILT2016 年報第 28 巻)を取りまとめました。7 月に東京と大阪で開催する成果報告会においてその内容をご報告し、皆様からご批判、ご教示を頂きたいものと願っています。
当研究所では、全所横断型の 2 つのプロジェクト研究、「産業用レーザー開発」と「レーザー探傷技術開発」を推進するとともに、レーザーエネルギー、レーザープロセス、レーザー計測、レーザーバイオ化学、理論・シミュレーションの 5 研究チームとレーザー技術開発室の体制で研究を進めています。
産業用レーザー開発では、小型、高出力、高効率、高ビーム品質の固体レーザー実現をめざして、低温冷却 TRAM レーザーの開発を進め、新しい冷却方式を導入して kW 級
出力を実現しました。また、新たに、室温水冷方式の開発にも着手しました。更なる高出力をめざしてコヒーレントビーム結合方式を研究し、ファイバレーザー増幅器で高い結合効率を実証しました。
レーザー探傷技術開発では、SIP（戦略的イノベーションプログラム）「レーザーを活用した高性能・非破壊劣化インフラ診断技術の開発研究」の下で、探傷技術の高速化をめざす研究が進展し、実用化に向けて明るい見通しが得られました。また、産業界との共同研究などにより、トンネル欠陥検出システムの小型化と信頼性の向上、高速道路橋梁の健全性評価技術開発、水中でのコンクリート構造物探傷実験などを継続して進めました。
チーム研究では、昨年度より開始された、A-STEP「コンパクト中性子源とその産業応用に向けた基盤技術の構築」の下で、レーザー駆動型中性子源の開発をめざして、レーザープラズマシミュレーション研究に着手しました。CFRP のレーザー微細加工、テラヘル
ツ波を利用した電力設備の欠陥検出、溶液中に溶存している不純物のラマンライダー計測、
液中レーザーアブレーションを利用した酸化還元反応とナノ粒子生成、フェムト秒レーザーによる生体関連物質の機能研究、次世代半導体リソグラフィ用 EUV 光源のシミュレー
ション研究、光学素子の損傷評価や高耐力化研究などを継続して進め、成果の積み上げを図ってきました。
今後とも、研究開発活動を積極的に推進し、わが国の産業活力向上に貢献できるよう、
鋭意努力する所存でございます。長年にわたる皆様方のご指導、ご協力に深く感謝申し上
げますとともに、これからも相変わりませず、ご支援、ご鞭撻下さいますようお願い申し上げます。
平成 28 年 7 月
公益財団法人 レーザー技術総合研究所所長
井 澤 靖 和─ 115 ─

ＩＬＴ2016

年報

平成 28 年７月 発行

公益財団法人 レーザー技術総合研究所〒 550-0004 大阪市西区靱本町１丁目８番４号
大阪科学技術センタービル４Ｆ

TEL（06）6443-6311 ㈹