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、昨年度はお蔭様で創立 30 周年を迎えることができましたこと、心から感謝申し上げます。
近年の科学技術は、経済・社会に大きな影響を与え、人々のライフスタイルにまで影響を及ぼすなど、社会の中での重要性がますます増大しています。平成 30 年度科学技術
白書においては、このような状況下での我が国の研究開発力の低下に懸念が示されており、これに対応するためには産官学が力を合わせイノベーションをけん引することが重要であるとされています。当財団は発足当初より産官学のコラボレーションの中で研究活動を行ってまいりましたが、平成 29 年度より大阪大学を初めとする諸大学、諸研究機関とさらに密接な関係を構築し共同研究を行う体制といたしました。またこのような体制・活動を通じて、高度な専門的知識を持ち、かつ慣習や常識にとらわれない柔軟な思想と斬新な発想を持った人材を育成・確保し、今後ますます社会の要請に応えられるよう全力を尽くす
所存でございます。
同白書においては SDGs（持続可能な開発目標）と科学技術イノベーションの推進についても特集が組まれ、先進国の責務が示されています。特集の中ではインフラの整備の重要性にも着目されており、近年多発する大規模自然災害の被害を最小限にするためにも当研究所の取り組みは大変重要であると考えています。
また SDGs の理念と軌を一にするものとして、経済団体連合会が提唱する Society5.0 においては、革新技術を最大限に活用して経済成長と社会的課題の解決とを両立させることを謳っておりますが、当研究所はこれらの基礎となる技術の一つとしてロボットフォトニ
クス分野を立ち上げ、基礎研究の充実を図っています。これらの研究開発により、持続可
能で明るく安全な未来の創出に向けて、 科学技術イノベーションを今後とも強力に推進することとし、創立以来の理念である産官学の共創に向け、その力を最大限に発揮できる
よう、全力で取り組んでまいります。
最後になりますが、当研究所は、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 29 年度の研究成果と事業活動をまとめて、研究所年報第 30 巻を発行することができました。なにとぞご高覧の上、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 30 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ILT2018 年報（Annual Progress Report 2017-2018）
目 次
は

じ

め

に

研 究 報 告 書
レーザーエネルギー研究チーム
Terahertz radiation from graphene surface plasmon polaritons1

レーザープロセス研究チーム
建築部材等のレーザー加工

5

ゼロフォノンライン励起 Yb:YAG レーザーの発振特性

9

水衝突噴流冷却法を用いた常温駆動高出力 Yb:YAG レーザーの開発

13

Lasing Characteristics of Corner Cube Retro-Reflector Resonators

17

海上ラマンライダーの開発

21

レーザー計測研究チーム
実用化を目指すレーザーを用いたコンクリート欠陥検査

25

レーザー打音法の高速化と屋外検査装置の開発

28

レーザーバイオ化学研究チーム
液中レーザーアブレーションによるナノ粒子の作製と応用

32

理論・シミュレーションチーム
レーザー核融合液体壁炉チェンバー内の金属蒸気同士の衝突に関する研究
大地震前の電離層における電子密度増加の物理メカニズムの研究

35
38

レーザー技術開発室
レーザー損傷しきい値データベース化試験結果 ―1064nm 光学素子 100-on-1 試験―

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
賛 助 会 員
お わ り に

44

51
59
75
76
81
82
83
84

研 究 報 告 書

Terahertz radiation from graphene surface plasmon polaritons
Laser energy research group
Dazhi Li, Makoto Nakajima1, Masaki Hashida2, Masahiko Tani3
Institute of Laser Engineering, Osaka University

1

Advanced Research Center for Beam Science, ICR, Kyoto University

2

Research Center for Development of Far-Infrared Region, University of Fukui

3

1.

2.

Introduction

TheoryGraphene is a monolayer sheet of carbon atoms tightly bound

We consider a three-dimensional Cartesian coordinate as

in a hexagonal honeycomb lattice and has great potential inshown in Fig. 1. An infinitely thin electron beam with a velocity

applications for various fields due to its exceptional electronic,

�� moves in the z direction in the vacuum over a graphenemechanical, and optical properties 1-7). Recently found surface

sheet located on a dielectric substrate, which is assumed toplasmon polaritons (SPPs) on the graphene is expected tooccupy the entire space below the graphene sheet. Sidewalls

become a coherent and tunable terahertz radiation source withassumed to be made of the perfect conductor are placed in the xcompactness, high power and high efficiency. Several

direction, and the width of the gap between the sidewalls is

researches have been conducted to extract terahertz radiation

chosen as w=100 μm. Considering the fact that the width of anfrom the graphene SPPs 8-14).

electron beam can be generated in several tens of micrometers,

As is known, the SPP is a longitudinal wave, tightly

this value is feasible for the electron beam to travel through the

combined along the surface of a uniform graphene structure,system. With using the Maxwell’s equations and boundary

and is not converted to electromagnetic (EM) wave, because

conductions, the dispersion relation between frequency � andusually the dispersion curve of SPP does not cross the dispersion
curve of transverse EM wave in (ω, k) plane. In order to makeaxial wave number �� for the SPP modes can be directlya crossing of SPP and EM wave dispersion curves and to
extract terahertz radiation from graphene SPP, several
sophisticated modifications such as to employ a precisely
designed periodic structure or to apply a high electric field havebeen proposed 14-16).
In this paper, we propose a sidewall structure to extract theFig.1 Schematic of graphene-based radiation structure

terahertz radiation from SPPs. In this scheme, the high-precision
fabrication and high electric field are not required. The threedimensional effect of the sidewall structure could upshift the
SPP mode to be close to the light line so that it is possible forharmonics of the SPPs to go above the light line and radiate. The
physical mechanism is analyzed with three-dimensional theory,and the numerical results show that this technique could be an

driven by an electron beam.
derived as 17)��� ���� �� �� �� � ���1��� ��������1��� �� � � � ��� ��� �� � � � ��� ����� ����The conductivity of graphene �� has been widely studied, andit can be expressed as�� �alternative to transform the SPPs into radiation.

─1─��� � �� ���� ��� ������ ��� � 1������������� �� � �� � �� �where T is temperature, �� is Boltzmann constant, � isharmonics and demonstrate the radiation phenomenon.

relaxation time. The wave vector components in Eq. (1) are
written as���� � �� � ⁄� � � ��� � ������� � ��� � � ⁄� � � ��� � ���

�3�

���

where �� � ��⁄� , n=1,2,3…, �� is permittivity of thedielectric substrate, and � � 1⁄��� �� is the velocity in thevacuum.

When w→ ∞, we have �� � 0, and the equation becomes
��
��
1
�
�
�0
�� � ���� �����5�Fig.2 Dispersion relations for surface plasmon polaritons

which has been known as the two-dimensional dispersion
equation established elsewhere12).
3.

calculated with 2D and 3D equations.
4.

Plasmon-polariton mode
With choosing the permittivity of the substrate as �� �

Harmonic radiation
In all radiation sources using an intense electron beam, themechanism leading to superradiance is beam bunching 18). The

11.7 , Eq.(1) and (5) can be numerically solved and thespectral intensity of the radiation will be enhanced at thevacuum � � ��� , in dielectric � � �� � ⁄�� , and thethe properties of harmonic radiation more clearly, we avoid thefundamental modes (n=1) are given as Fig.2. The light line inelectron beam line � � �� �� are also plotted for comparison.

Here � � �� ⁄� is the Lorentz factor, and � � 0.35 is

adopted in this calculation. Comparing with the twodimensional result, the three-dimensional dispersion curve islifted due to the sidewalls. There is an end point for the threedimensional dispersion curve, which indicates the cutoff
frequency induced by the sidewalls, and the cutoff frequency isabout 0.56 THz. From the intersection point of the electron
beam line with the dispersion curve, we know that the SPPs canbe excited with a frequency of 0.59 THz. The threshold forbunching frequency and its harmonics. In order to demonstrateproblem of bunching from an initially continuous beam. Instead,a train of bunches is assumed to drive the system. We consider
the idealized case in which periodic line charges with a charge–
density distribution � in the x direction for a single line charge
are supposed to move over the graphene sheet with velocity ��

along the trajectory y=d. The width of the beam is assumed tobe same as that of the structure. Considering the boundary of
sidewalls, the amplitude of the field in the vacuum and dielectric
can be derived as 17)

radiation to occur in this configuration can be worked out asradiation�� � �

condition ���� � 0. Thus, the threshold for a beam with � ��� � �� � ��� �1⁄��� � 1⁄�� �

by

the

0.35 is obtained as 0.8 THz, which is higher than thefrequency of SPPs, resulting in that the excited SPP mode

wherecannot radiate though it crosses the light line in the dielectric.
However, we note that the second or higher order harmonics of
the SPP mode can exceed the threshold and consequently
becomes radiative. Next, we discuss the excitation of SPP
─2─Φ� � �� ��� ��� �� � � ���� � ��� ����Φ� � �� ��� ��� �� � � ���� � ��� �������� � ��� ���� �� �� �� � ��� �Φ� � �� ��� ��� �� � � ���� � ��� ������� ��� � �
��
2

���

�
�
���� ��� ����� � �������� �� � 1�Φ� � ��� �� � ��� ��� �� ��Φ� � ��� ��� � ��� ��� �� ��

���
�7�

��� � �� � ⁄� � � ��� � ��⁄�� ��

given in Fig. 3(b). It is shown that the SPP mode is tightly�� is the total number of bunches, �� � ���� , and �� is thea nonradiative pattern. We calculated a train of bunches with a

independent of influence from the electron beam, we define

is chosen as the frequency of the excited fundamental mode.

��� � ��� � � ⁄� � � ��� � ��⁄�� ��

combined along the surfaces of the graphene sheet and it shows

repetition frequency of the periodic bunches. In order to be

total number of bunches �� � 30and the repetition frequency

��
���

��
���

. Thus, the fields

The calculation results are given in Fig.4. From Fig.4 (a) wein the vacuum and dielectric regions can be calculated when theknow that higher order harmonics can be excited, and some of

relevant parameters are given.

the second and third harmonics go through the threshold of��� � �� ⁄��and ��� � �� ⁄��

The amplitude of the z-directed electric field in the dielectricradiation and drop into the radiative region. As an example, theregion has been calculated for a single bunch (�� � �) and is

distribution of the z-directed electric field for the case of � �shown in Fig. 3(a). The frequencies of the excited SPP modes
vary with the energy of electrons, and they are always lower

0.35 is demonstrated in Fig. 4(b), where the superposition of

Fig.3 (a) The surface plasmon modes excited by

Fig. 4 (a) The surface plasmon modes and their second

various electron’s energy, and the red line is theand third harmonics excited by a train of bunches. (b) The

threshold of radiation. (b) The distribution of the electric

distribution of the fundamental and second harmonic

field in vacuum and dielectric region for �� ⁄� �

waves for �� ⁄� � 0.35. The second harmonic radiates

the fundamental and its second harmonic mode is plotted. It is

at 25.7 deg. in the dielectric region.

0.35.

than the threshold of radiation, resulting in irradiative waves.

shown that the second harmonic wave with a frequency of

The distribution of the z-directed electric field of the excited

1.17 THz radiates in the dielectric region at an angle � �mode for � � 0.35 in the vacuum and the dielectric region is���������� ⁄��⁄�� �� � �5.�����., which corresponds to─3─

the typical Cherenkov radiation.

5）

Conclusion

5.

K. Novoselov, A. K. Geim, S. Morozov, et al., Nature
438, 197 (2005).

In conclusion, we proposed a scheme to extract terahertz

6）

radiation from surface plasmon polaritons excited in the surface
of a uniform graphene structure by an electron beam. A sidewall

L. Ju, B. Geng, J. Horng, C. Girit, et al., Nat.
Nanotechnol. 6, 630 (2011).

7）

configuration is analyzed in three-dimensional theory and its

K. Yang, S. Arezoomandan, and B. SensaleRodriguez, Terahertz Sci. Technol. 6, 223 (2013).

function of lifting the surface plasmon mode is demonstrated

8）

F. Rana, IEEE Trans. Nanotechnol. 7, 91 (2008).

with the help of numerical calculation. Furthermore, we found9）

B. Wang, X. Zhang, F. J. Garcia-Vidal, X. Yuan, andthat some of harmonics of the surface plasmon mode arepossible to radiate based on the sidewall structure. We consider

J. Teng, Phys. Rev. Lett. 109, 073901 (2012).
10）

to use a train of periodic electron bunches to excite theharmonics, and the physical mechanism is theoretically

111, 237404 (2013).
11）

analyzed. The harmonics excitation and radiation have been
demonstrated through numerical calculations, and it shows that

12）

13）

26600109)

and

14）

MatsuoFoundation.

15）

Yu. V. Bludov, N. M. R. Peres, and M. I. Vasilevskiy,
Phys. Rev. B 85, 245409 (2012).

J. Horng, C.-F. Chen, B. Geng, et al., Phys. Rev. B 83,

16）

N M R Peres, Aires Ferreira, Yu V Bludov, et al., J.
Phys.: Condens. Matter 24, 245303 (2012).

165113 (2011).
2）

Sen Gong, Tao Zhao, Matthew Sanderson, Min Hu, etal., Appl. Phys. Lett. 106, 223107 (2015).

References
1）

T. Zhan, D. Han, X. Hu, X. Liu, S.-T. Chui, and J. Zi,
Phys. Rev. B 89, 245434 (2014).

This work is partially supported by KAKENHI
25286063,

S. Liu, C. Zhang, M. Hu, X. Chen, P. Zhang, S. Gong,
T. Zhao, et al., Appl. Phys. Lett. 104, 201104 (2014).

Acknowledgments(JP16K04987,

M. Ryzhii and V. Ryzhii, Jpn. J. Appl. Phys., Part 2 46,
L151 (2007).

this technique could be an alternative to transform the surface
plasmon polaritons into radiation.

M. Farhat, S. Guenneau, and H. Bagci, Phys. Rev. Lett.

M. Liu, X. Yin, E. Ulin-Avila, B. Geng, T. Zentgraf, L.

17）

Ju, F. Wang, and X. Zhang, Nature 474, 64 (2011).

D. Li, Y. Wang, M. Nakajima, et al., Physics Letters A380,
2181 (2016).

3）

Vakil and N. Engheta, Science 332, 1291 (2011).

4）

C. Neto, F. Guinea, N. Peres, K. S. Novoselov, and A.

18）

K. Geim, Rev. Mod. Phys. 81, 109 (2009).

─4─

G. W. Hanson, J. Appl. Phys. 103, 064302 (2008).

建築部材等のレーザー加工
レーザープロセス研究チーム
藤田雅之
ファイバーレーザーで加工を試みた結果を報告する。こ１．はじめに近年、ファイバーレーザーの高出力化と共に高輝度化れまでも建築用部材へのレーザー加工は kW 級炭酸ガが進み、連続波（CW）であっても 104〜105 W/cm2 の照スレーザーやYAGレーザーを用いて試されてきたが1-6)、

射強度を容易に実現することが可能となってきている。

最近のレーザー光源とその周辺機器の性能向上により

従来は加熱用光源としての CW レーザーであったが、新たな局面を迎えようとしている。

高輝度ファイバーレーザーはアブレーションを伴う除用いたレーザーはフジクラ社製 CW ファイバーレー

去加工用光源としても使うことができるようになり、そザー（FLC-300-A）で、主な仕様は最大出力 300 W、波の利用範囲を拡大しつつある。

長 1095 nm、M2＜1.3 である。図１に実験配置を示す。

また、ビームデリバリーに関わる周辺機器も取り扱い

コリメータ（ビーム径 5mmΦ）から出射されたレーザー

やすく高性能なものが開発され、50,000 mm/s の掃引速光を焦点距離 1000 mm の平凸レンズを用いて集光し、度を可能とするガルバノスキャナが市販されている。こYE データ社製ガルバノスキャナを用いて試料上に掃引のような高速掃引を利用すると、CW レーザーであって照射した。

も試料に対してパルス的なレーザー照射を行うことができる。例えば、直径 1mm のスポットを 10,000 mm/s

２．木材の塗装除去で掃引すると、試料が感じるレーザー照射時間は 100 s

まず、木材の塗装除去を紹介する。いわゆる、レーザとなる。見方を変えれば、CW レーザー光とガルバノス

ークリーニングである。図２(a)に塗装前の木材（松）のキャナを組み合わせ、掃引速度を変えることで試料に照表面、(b)に塗装後の表面を示す。この塗装面にスポッ射するフルーエンスを幅広く変化させることができる

ト径 2 mmΦで 154 W のレーザー光を集光し、掃引速度と言える。先の例では、レーザー出力 100 W に対して照射フルーエンスは 100 W×100 s ÷ 1mmΦ から、約
1.3 J/cm2 に相当することになる。
本稿では、これまで技術相談で持ち込まれた様々な試料の中から建築部材に関係するものをピックアップし、

図２ (a) 塗装前の木材（松）の表面、(b) 塗装後の表面、(c)
図１ 実験配置

レーザー照射中の様子、(d) レーザー照射後の表面。
─5─

このニッケル鉱石にスポット径 0.6 mmΦで 140 W のレーザー光を集光して貫通加工を試みた。照射強度は約50 kW/cm2 となる。図４に厚さ約 20 mm のニッケル鉱石の (a) 貫通加工した試料をレーザー照射側から見た写
真、(b) 貫通した瞬間を真横から撮影した写真（動画の一コマ）を示す。貫通に要した時間はビデオフレームの解析から約 0.6 秒であり、意外と短時間で貫通できた。

図３ (a) 塗膜除去後の表面、(b) 表面の拡大写真。

次に、コア抜き加工（円柱状に試料をくり抜く加工）
2,250 mm/s で 20 mm 角の領域を照射した。照射強度はを試みた。ガルバノスキャナを用いて試料上で直径 22

約 5 kW/cm2、試料が受けた照射パルス幅は約 0.9 ms、

mm の円に沿って 150 W のレーザー光を掃引速度 2.3

フルーエンスは 3.4 J/cm2 に相当する。

mm/s で集光照射した。その様子を図５に示す。図５(a)図２(c)に照射時の様子を示す（30 fpsの動画の一コマ）。

は第一回目の掃引時、(b)は 10 回目の掃引時の様子であ炎が吹き上がって塗膜が除去されている状況が確認でる。不規則かつ不均一な形状であるためか、貫通部と溶きる。図２(d)に照射後の表面を示す。図２(a)と比べる

融部が交互に現れ、円加工を 10 回施してもコア抜きにと若干着色が見られるが、極端な炭化は起きていない。

至らなかった。図４に示した例から 0.6 mmφのスポット

図３(a)に別の除去例を示す。図３(b)は拡大した表面写が 0.6 秒で貫通することを考えると、1 mm/s の掃引速度真である。再現性良く塗膜の除去ができており、この状で貫通が続くものと期待された。掃引速度 2.3 mm/s で態であれば再塗装が可能となり木材を再利用することができると考えられる。

３．ニッケル鉱石の加工
次に、ニッケル鉱石のレーザー加工について紹介する。
技術相談で提供を受けたニッケル鉱石は 20〜40 mm 程度の不規則な形状で、原産地はフィリピンとのことであった。
主な成分は、SiO2 38-48 %、MgO 33-38 %、Fe 5-10 %、Al2O3 0.8-1.2 %で、僅かにNi が0.8-1.0 %含まれている。
図５ 掃引速度 2.3 mm/s での円加工の様子：(a) 1 回目の掃引、(b) 10 回目の掃引。

図４ ニッケル鉱石の貫通加工：(a) レーザー照射側から見た貫通痕、(b) 貫通した瞬間の映像。

図６ 掃引速度 0.14 mm/s での円加工の様子：（(a)と(b)は異なる加工サンプル）

1 回掃引後の(a) 表面、(b) 裏面。
─6─

あれば数回の掃引でコア抜きが完了すると予測していった。コア抜きのためには、変調パルスを用いて入熱をたが、一旦溝が形成され始めると溝内でレーザー光が散制御する、切り幅を広げるなどの工夫が必要であると思乱されるためか、或いは溶融部が形成され溝の埋め戻しわれる。

が始まるためか、貫通には至らなかった。図５(b)では、溝から吹き出すプラズマの幅と貫通して下方向に吹き

４．コンクリートの溶融ビード形成
CW ファイバーレーザーの主要な用途として金属部出すプラズマの幅が数倍異なることが確認できる。
そこで、掃引速度を 0.14 mm/s に下げ、直径 16 mm の材の溶接が挙げられる。同様のことをコンクリート等に円に沿って 107 W のレーザー光を集光照射してみた。

対して行うことができるのであるろうか？ コンクリ

図６に加工試料の (a) 表面、(b) 裏面の写真を示す。裏ートはセメントと骨材を混ぜて固めたものであり、その面がミシン目状の円加工となり、コア抜きには至らなか

主成分はシリカ（SiO2）である。レーザー光で溶融させることによりガラス化を誘起し、部材同士を接合できることが期待される。
金属溶接の条件出しにおいて、材料表面にビード（溶融部の盛り上がり）を形成して、その形成状態を確認する手法がとられることがある。同様のことをコンクリー
トに対して行ってみた。100 W のレーザー光を集光し掃引速度を変えながらビード形成を試みた。図７に掃引速度を、(a) 22.5 mm/s、(b) 11.3 mm/s、(c) 4.5 mm/s、(d) 2.3
mm/s、(e) 1.13 mm/s、(f) 0.45 mm/s と変えながら形成し

図７ 掃引速度を (a) 22.5 mm/s、(b) 11.3 mm/s、(c) 4.5

た溶融ビードの写真を示す。スポット径は 0.6 mmφであmm/s、(d) 2.3 mm/s、(e) 1.13 mm/s、(f) 0.45 mm/s とるため、照射強度は35 kW/cm2 となる。
掃引速度4.5 mm/s

変えながら形成したコンクリートの溶融ビード。

の場合、フルーエンスは約 4 kJ/cm2 に相当する。図８に同じ加工試料表面を拡大して観察した合成写真（図７の(a), (c), (e)に相当）を示す。掃引速度が遅くなるに従って

図８ 図７(a), (c), (e)に相当するビードの拡大写真：

図９ 2 枚の石板の突き合わせ接合：

掃引速度は(a) 22.5 mm/s、(b) 4.5 mm/s、(c) 1.13 mm/s。

(a) 照射前、(b) 照射後。

─7─

図 10 図９(b)の接合部の拡大写真。

単位面積当たりの入熱量が増え、ビードの幅が広がりガ利用を想定した新たなレーザー加工の市場が開けてくラス化した盛り上がりが確認できた。

るものと期待される。

５．石板の接合謝辞

コンクリートをガラス化させて溶融ビードを形成で

本研究の一部は公益財団法人天田財団平成 29 年度一きることが確認されたので、石材の接合を試みた。試料

般研究開発助成により実施されたものであり、ここに感としてホームセンターで購入したガーデニング用の“み謝の意を表します。また、技術相談を通して快く試料をかげ石”に似せた石板を用いた。いずれにせよ、石材でご提供いただいた各社様ならびにガルバノスキャナをあるので主成分はシリカ（SiO2）となる。図９に 2 枚の無償貸与していただいた YE データ社様に感謝の意を

石板を突き合わせて接合した試料の (a) 照射前、(b) 照表します。

射後の写真を示す。レーザー出力は 168 W、掃引速度は0.45 mm/s であった。照射強度は 60 kW/cm2、照射フル

参考文献

ーエンスは 60 kJ/cm2 に相当する。また、図 10 にガラス

1) 永井香織：,レーザー研究, 38 (10), pp.744-748, (2010).

化した接合部の拡大写真を示す。別の“みかげ石”でも

2) 永井香織、ウィグナラージャ・シバクマラン、松井勇：セッ照射を試みたが、安定的に接合を行うことができた。

コウ・石灰・セメント・地球環境の科学 11 (313), pp.513-517,
2004-11-01.
3) 永井香織、杉本賢司：レーザー研究, 31 (1), pp.63-67, (2003).

６．まとめ
高輝度ファイバーレーザーを用いて建築部材等のレ

4) 永井香織、市原英樹、ウィグナラージャ シバクマラン：日ーザー加工を試みた。CW レーザーとガルバノスキャナ
を組み合わせることで、塗膜の除去から石板の溶融接合

本建築学会構造系論文集, 547, pp17-21, (2001).
5) M. Kobayashi, Y. Horikoshi, K. Nagai ： ,SPIE Vol.3887,
pp.262-269 , (1999).

まで様々な加工を実現することができた。ファイバーレ
ーザーがもつ安定性、堅牢性を活かすことで、屋外での

6) K. Nagai, H. Hattori：SPIE.Vol.3887, pp.277-286, (1999).

─8─

ゼロフォノンライン励起 Yb:YAG レーザーの発振特性レーザー計測研究チーム 1、レーザープロセス研究チーム 2、
レーザーエネルギー研究チーム 3、レーザー技術開発室 4
谷口誠治 1、ハイク コスロービアン 2、李 大治 3、本越伸二 4、藤田雅之 2、井澤靖和
１.はじめに固体レーザー材料としての Yb:YAG は、励起量子効率が大きいため熱損失が小さい、また蛍光寿命が長いた
めエネルギー蓄積能力が高いなどの特長から、高出力、高パルスエネルギー用のレーザー材料として期待され、多くの研究が行われてきた。当研究所では、Yb:YAG 層
を底面に接合した YAG コンポジット（Yb:YAG TRAM

図 1 Yb:YAG TRAM の外観（Total-Reflection Active-Mirror、全反射型アクティブミ
ラー方式））（図 1）をレーザー媒質に用い、低温（~100K）
2F

ならびに常温（〜300K）動作の高平均出力固体レーザ

940nm帯励起（従来の励起）
5/2

ゼロフォノンライン励起

励起波長の選択により発熱を低減

ーザー媒質の発熱対策であり、二つの手法を検討してい1030nm940nm

高出力固体レーザーにおける最重要課題の一つはレ

969nm

ーの開発を目標に研究を進めている 1~3)。
レーザー発振る。第一は媒質自体の発熱を抑制する手法の導入であり、2F

常温動作においてはゼロフォノンライン（ZPL, 969nm）励起が有効と考えている。Yb:YAG は、図 2 に示すように、940 nm 付近と 969 nm 付近に吸収帯のピーク

7/2

励起波長に依存
しない発熱損失

図 2 Yb:YAG のエネルギー準位を持ち、969 nm の吸収は ZPL による吸収に相当する。
通常はスペクトル幅が広い 940 nm 帯を励起に用いるが、底面に熱伝達率が低い全反射膜コーティングをする必

近年 VBG（Volume Bragg Gratings）波長ロック型 LD が要がなく、また強固なコンポジット構造を持つためThin

開発され、常温領域においてはバンド幅が狭い（~2.8

disk 型のような伝導冷却を必要とせず、より除熱効果のnm） ZPL 励起も可能となってきている。励起波長と発高い直接的な噴流冷却が可能である。

振波長（1030nm）のエネルギー差が小さくなるため、昨年度の報告では、開発の初期段階として 940 nm 励

969 nm 励起を用いた場合、940 nm 励起に比べ発熱損失

起による常温動作時の TRAM レーザー発振出力、およを約 32 %抑制できる。第二は、除熱性能の大きい冷却

びその動作温度特性（常温〜80 ℃）を計測した結果や、技術の開発である。TRAM の裏面に冷却水の噴流を直媒質の温度依存性因子を考慮して作成した出力予接吹き付けて除熱を行う衝突噴流冷却法の導入を進め測モデルと、ゼロフォノンライン励起時の出力予ている。この手法では、噴流により冷却面上の水を強制測結果について報告し、969 nm での励起が発熱の的に入れ替える（強制対流）ことで高い除熱性能が得ら抑制だけでなく出力に対しても有利に働く可能れ、また水の沸騰により冷却面上に発生する気泡を物理性があることを示した 3)。本稿では、ZPL 励起によ的に除去できるため、突沸（膜沸騰）による除熱能力のるレーザー発振実験を行い、940 nm 帯励起時とのレー急激な低下を防止できるという利点がある。TRAM は

ザー特性比較を行った結果について述べる。

─9─

２.ゼロフォノンライン励起レーザーの発振出力特性

Yb:YAG TRAM のレーザー発振特性を比較した。試験Laser

配置を図 3 に、試験時の写真を図 4 に示す。ZPL 励起に

TRAM

PD

用いた波長 969 nm の DILAS 社製ダイオードレーザ

Lー（＜600 W）以外は 940nm 励起時の実験配置と同一である 。LD 光のビーム径は 2.3 mm とし
3)

水噴流

XYZ

PM

ZPL（969nm）励起と通常の 940nm 励起におけるDM 45°

オシロ
スコープ

OC
蛍光

DM 0°

LD

分光器

た。水冷装置の背後からφ3 mm の噴流管を挿入し、噴流速度 9.2 m/s で常温の水を噴出させ、Yb:YAG 面を直図 3 レーザー発振試験配置(水噴流冷却)。LD：

接冷却した。TRAM の両側にそれぞれダイクロイ

励起用ダイオードレーザー、DM：ダイク

ックミラー（DM）、結合出力ミラー（OC、 反

ロイックミラー、TRAM : レーザー媒質、射率 85 %）を配置して共振器を構成し、パワーメ

OC：結合出力ミラー、L：レンズ、PM：ーター（PM）およびフォトダイオード（PD）にパワーメーター（カロリーメーター）、PD：

よりレーザー発振出力を計測した。レーザー発振

フォトダイオード

時の媒質の温度特性を取得するため、TRAM の励起部分から発生する Yb 蛍光スペクトルを分光器
水冷装置

により計測した。スペクトル形状が媒質温度に依

出力結合
ミラー

存して変化することを利用し、特定波長の温度に対する変化率から励起中心部の媒質温度（熱平衡時）を算出した 2)。媒質には、Yb:YAG 層の Yb

TRAM

ダイクロイック
ミラー
励起光

レーザー
出力

濃度 9.8 at%、層厚 0.6 mm の TRAM を用いた。
レーザー出力は、励起開始直後に最大値を示し、昨年の報告書でも述べたように 3)、時間の経過とともに出力は減少する。励起開始後 1 秒程度で出

図4

力は安定し、それ以後はほぼ一定値を示す。安定

レーザーシステムの写真出力が得られるのは、衝突噴流冷却によりレーザー媒質の温度上昇が抑制され、熱平衡に達したためである。

媒質の温度上昇が2/3程度に抑制されていることがわか

図 5 に、ZPL 励起と 940 nm 励起時のレーザー出力る。その結果、ZPL 励起では 940 nm 励起に比べて大き（a）とレーザー媒質温度（b）の吸収パワー依存性を比なレーザー出力が得られている。これにより、ZPL 励起

較した。レーザー出力、媒質温度ともに励起開始後熱平の有効性が実験的に確認された。

衡状態に達した後の安定動作時の値である。吸収パワー

図 6 に、励起開始直後のレーザー発振出力を ZPL 励

が 190 W における媒質の温度は、940 nm 励起に対し起および 940 nm 励起で比較した。励起開始直後のレー112℃、ZPL（969 nm）励起に対し 88℃で、初期温度

ザー媒質温度は初期温度（25℃）と見なすことができる（25℃）からの温度上昇はそれぞれ 87℃、 63℃となっことから、図 6 は媒質温度 25℃の条件でのレーザー発ている。媒質の温度上昇は冷却システムの除熱能力に依振特性を示しているといえる。媒質温度が同じであれば、存するため、温度上昇分がそのまま発熱効率の指標を示

ZPL 励起と 940 nm 励起でレーザー発振特性に差はない

すものではないが、ZPL 励起では 940 nm 励起に比べてといえる。

─ 10 ─

図 7 にレーザー出力の実験値と予測値を比較した。

60(a)
レーザー発振出力 / W

50

実験で得られた ZPL 励起時の常温（〜25 �）における
ZPL励起
940nm励起40

発振出力特性と、出力予測モデル 1) から算出した予測出力を比較したものを示す。横軸は LD 光の吸収強度30（kW/cm2）、縦軸は出力強度（kW/cm2）である。実測

20

値と予測値は良い一致を示しており、作成したモデルが10

ZPL 励起にも有効であることがわかる。図 7 には、昨年度行ったプール冷却条件での 940 nm 励起における発振

0
0

100

200
300
吸収パワー /W

400

出力の温度依存性の実験値、予測値 1) を併せて示した。
常温（23 ℃）での実験値および予測値と ZPL 励起時の出力は類似性を示しており、動作温度が同じ場合には、

140

(b)

図 6 にも示したように、励起波長による出力への影響は媒質温度 / ℃

120

小さいことが理論的にも示された。

100
80
60

940nm励起
ZPL励起

40
20
0
0

100

200
300
吸収パワー / W400

図 5 吸収パワーに対する (a) レーザー発振出力、(b) 媒質温度。ZPL 励起では温度上昇が抑制
され、吸収パワーに対してより高い出力が得られる。
図 7 レーザー発振特性の実験値と予測値の比較

レーザー発振出力 /W

120
100
80

３. まとめZPL励起
940nm励起本研究では、低出力ゼロフォノンライン（ZPL、969nm）励起光源を用いて Yb:YAG TRAM のレーザー発振

60

試験を行い、940 nm 励起時との比較からその出力特性40について検討した。その結果、発熱の少ない ZPL 励起

20の方が、媒質の温度上昇が抑制されるため同じ吸収パワ00ーに対してより大きな出力を示すことがわかった。また
100

200
300
吸収パワー /W400

常温（25 ℃）における発振出力は、出力予測モデルに

図 6 常温（25℃）におけるレーザー発振特性。

よる予測値とよい一致を示し、作成したモデルが ZPL

媒質温度が同じであれば、969nm（ZPL）励励起による発振出力の予測にも有効であることがわか起と 940nm 励起の出力はほぼ同一となる。

った。

─ 11 ─

謝辞

参考文献

本研究の一部は、安全保障技術研究推進制度（研1)

H. Furuse, J. Kawanaka, N. Miyanaga, H. Chosrowjan,

究課題名「ゼロフォノンライン励起新型高出力

M. Fujita, K. Takeshita, Y. Izawa, Optics Express, 20,

Yb: YAG セラミックレーザ」）の支援を受けて21739-21748, 2012.

実施した。

2)

T. Sakurai, H. Chosrowjan, H. Furuse, S. Taniguchi, T.
Kitamura, M. Fujita, S. Ishi, Y. Izawa, Applied Optics,
55, 1351-1355, 2016.

3)

─ 12 ─

ILT 2017 年報、pp. 9-13 .

水衝突噴流冷却法を用いた常温駆動高出力 Yb:YAG レーザーの開発
レーザー計測研究チーム 1、レーザープロセス研究チーム 2、
レーザーエネルギー研究チーム 3、レーザー技術開発室 4
谷口誠治 1、ハイク コスロービアン 2、李大治 3、本越伸二 4、藤田雅之 2、井澤靖和
光スペクトルを同時計測し、スペクトル形状の温度変化

１.はじめに当研究所では、Yb:YAG TRAM（Total-Reflection Active

から LD 励起中央部の媒質温度を算出した。

-Mirror、全反射型アクティブミラー方式）を用いた常温で駆動する高平均出力固体レーザーの開発を進めている。高出力レーザー開発における最重要課題の一つにレWater jet

媒質に直接吹き付けて冷却を行う衝突噴流冷却法 1) を

AP
PD

導入している。この手法では、噴流の強制対流効果により高い冷却性能が得られ、また水の沸騰により冷却面上に発生する気泡を物理的に除去できるため、突沸（膜沸NozzlePMーザー媒質の発熱対策があり、その手法として水噴流をLaser
TRAM

LOC
Oscilloscope DM 45° L

DM 0°

LD�969nm�騰）による冷却能力の急激な低下を防止できる。TRAM

Fluorescence

は強固なコンポジット構造を持つため、噴流による直接

図 1 レーザー発振実験配置図

SP

冷却が可能である。レーザーの高出力化に向け、当研究所では三菱重工業と共同で新たに水噴流冷却装置を試

３．レーザー発振実験結果作した。本稿では、製作した装置を用いて ZPL 励起に

3.1

冷却条件によるレーザー出力特性変化

よるレーザー発振実験を行い、出力の最適化を行うため

水噴流法における冷却性能は主として、発熱体から冷冷却条件の変化や TRAM の Yb 濃度、層厚の違いが出媒への熱伝導性と、沸騰（この場合核沸騰）に伴う気化力特性に与える効果について検証した結果を報告する。

熱による除熱の 2 要素により決定される。この 2 要素を明確に分けることはできないが、熱伝導は噴流の速度

２.実験装置（強制対流による冷却面での冷媒の入れ替わりの速図 1 にレーザー発振実験の配置図を示す。

さ））に大きく依存すると予測され、気化熱による除熱

TARM の背後から水を噴出させて底面を直接冷は、噴流速度だけでなく冷却水温度（沸騰温度との差）却する。水噴流の径はφ7mm で、流速 20m/s 程度にも依存する可能性がある。これらについて検証するたの高速まで流速を調整できる。冷却系には熱交換

め、噴流速度、冷却水温度のそれぞれを変化させてレー器およびヒーターを導入しており、冷却水温度のザー発振実験を行い、冷却条件の違いによる出力特性の調整も可能である。ゼロフォノンライン（ZPL）の励変化について検討した。

起には最大600 W の969 nm（線幅<1 nm）
LD を用いた。

図 2 (a) に、噴流速度 5 m/s、10 m/s、17 m/s の各

LD のビーム径はφ2.3 mm とした。TRAM の両側にダ条件で計測したレーザー発振出力を示す。冷却水

イクロイックミラー（DM）と出力ミラー（OC、

温度は 19 ℃（±1 ℃）、レーザー媒質には Yb 濃

反射率 85%）を配置して共振器を構成し、パワー

度 5 at%、層厚 0.9 mm の TRAM を用いた。出力メータ（PM）、およびフォトダイオード（PD）によりは噴流速度 17 m/s 時が最も大きく、600 W の入力

発振出力を観測した。分光器（SP）を用いて媒質の蛍に対し 180 W の出力が得られた。一方、5 m/s 時

─ 13 ─

の安定出力は 160W（600W 入力時）で、出力に噴流速度は 5 m/s とした。TRAM の光吸収率は媒10 %以上の差が見られた。出力と同時計測した媒質温度によって異なることから、吸収パワーに対質温度（励起中央部）を図 3 (b) に示す。媒質温して出力をプロットし、レーザー特性を比較した。

度は噴流速度が小さくなると増加する。17 m/s 時

冷却水温度が増加すると発振閾値は増大し、スロに最も温度上昇が抑制されている。これらの結果

ープ効率は 19℃時の~ 50%から 75℃時の~40 %まは、噴流速度の増加により冷却性能が向上して媒で低下した。
これらの結果から、水噴流冷却において高噴流

質温度の上昇が抑制され、入力が同じ場合に出力速度、低水温の冷却条件がレーザー発振の高効率はより増加することを示している。

化、高出力化に有利に働くことが明らかとなった。

150

噴流速度
17 m/s
10 m/s
5 m/s

100

50

0
0
100
80
媒質温度 / ℃

150
レーザー発振出力 / W

レーザー発振出力 / W

(a)

100

200

300 400
入力 / W

500

100

50

600

0
0

(b)

100

200
300
吸収パワー / W400

図 3 冷却水温度を変化させた条件でのレーザー

噴流速度
5 m/s
10 m/s
17 m/s発振特性（噴流速度 5 m/s、Yb 濃度 5 at%、
層厚 0.9 mm TRAM）。

60
40

3.2 レーザー出力特性の媒質効果
TRAM におけるレーザー出力特性は、Yb:YAG

20
0
0

冷却水温度
19℃
50℃
75℃

層の Yb 濃度および層厚により異なる 3)。常温駆
100

200

300 400
入力 / W

500

動時の Yb 濃度および層厚のレーザー出力特性へ600の効果について検討するため、Yb:濃度、層厚の

図 2 噴流速度を変化させた条件での入力に対す

異なる 2 種の TRAM（Yb 濃度 5 at%−層厚 0.6 mm

る (a) レーザー発振出力、（b）媒質温度（冷TRAM、濃度 9.8 at%−層厚 0.4 mm TRAM）を用い、前却水温度 (19 ℃、Yb 濃度 5 at%、
層厚 0.9 mm

項で用いたYb 濃度5 at%−層厚0.9mm のTRAM と同一

TRAM）。

条件でレーザー発振実験を行い、出力特性を比較した。
噴流の速度は 17 m/s、水温は 19 ℃とした。図 4 に、各

図 3 に、冷却水温度を 19 ℃（常温）、50 ℃、TRAM における発振出力を示す。レーザー特性を比75 ℃に変えた条件で計測したレーザー出力を示

較するため、出力は吸収パワーに対してプロットす。媒質は Yb 濃度 5 at%、層厚 0.9 mm の TRAM、した。3 種の TRAM 全てにおいて 150 W 以上の出力が─ 14 ─

得られた。最大出力は、Yb 濃度 5 at%−層厚 0.6 mm

出力予測モデル 2) を用いた高出力スケーリングを行っ

TRAM で 170W、Yb 濃度 5 at%−層厚 0.9 mm TRAM でた。図 5 に、噴流冷却下（噴流速度 17 m/s, 冷却水温

180W、Yb 濃度 9.8 at%−層厚 0.4 mm TRAM で 161W で19 ℃）で発振する Yb 濃度 5at%−層厚 0.6 mm TRAM レあった（600W 入力時）。Yb 濃度 5 at%−層厚 0.9 mm

ーザーについて、励起ビーム径をそれぞれφ5 mm、φ6

TRAM の 180W が最大であるが、これは Yb:YAG 層のmm、φ7 mm とした際の吸収パワーと出力の関係を示

層厚が厚く、入力に対する光吸収率も高くなるためであす。励起波長は、現状で高励起条件での実験が可能なる。吸収パワーに対する出力特性が最も高いのは、Yb

940 nm とした。吸収密度の増大によりビーム径が小さ

濃度 5at%−層厚 0.6mmTRAM である。出力モデル 2)によい方が吸収パワーに対してより高い出力が得られるが、る予測では、Yb:濃度が同じ場合には層厚の薄い TRAM

いずれの条件においても 2 kW 付近の吸収パワーで kWの方が発振閾値は低下し、吸収パワーに対する出力特性級の発振出力が得られるものと予測される。今後、高はより高くなる。また層厚が同じ場合には、Yb:濃度が励起条件でのレーザー発振実験を行い、kW 級の高い方が発振閾値は増加し、特性は低下する。Yb 濃度

出力を目指して開発を進める予定である。

9.8 at%−層厚 0.4 mm TRAM は、他の TRAM と比べ Yb
濃度は高いが、層厚が薄いため 2 種の Yb 濃度 5at%

1.2x10種の TRAM のうち Yb 濃度 5at%−層厚 0.6mm の TRAM
が吸収パワーに対するレーザー特性が最も高い媒質であることが実験的に確認された。

レーザー発振出力 / W

200

レーザー発振出力 / W

TRAM の中間の出力特性を示す。これらの結果から、3

Yb:5at%-0.6mm TRAM
Yb:9.8at%-0.4mm TRAM
Yb:5at%-0.9mm TRAM

3

1.0

励起ビーム径
φ5mm
φ6mm
φ7mm

0.8
0.6
0.4
0.2

150

0.0
0.0

0.5

1.0

1.5

2.0

吸収パワー / W

3

2.5x10

図 5 励起ビーム径（緑線）φ5 mm、（黒線）

100

φ6 mm、（青線）φ7 mm 時の吸収パワーに対する発振出力予測（940nm 励起）。

50

0
0

100

200
300
400
吸収パワー / W

４. まとめと今後

500

本研究では、Yb:YAG TRAM レーザーの高出力

図 4 Yb 濃度、Yb 層厚の異なる TRAM のレーザ化に向け、高い冷却性能が得られる水噴流冷却装置

ー発振特性。Yb 濃度 5 at%−層厚 0.6 mm TRAM

を新たに試作してレーザー発振実験を行った。冷却条が最も高いレーザー出力特性を示す。

件（噴流速度、冷却水温度）のレーザー出力特性への効果について検討し、高噴流速度、低水温での冷却が出力特性に有利に働くことを示した。また TRAM の3.3 高出力化に向けたスケーリング
最も高いレーザー特性を持つ Yb 濃度5 at%−層厚

Yb 濃度、Yb:YAG 層厚の効果について検討を行い、噴0.6 mmTRAM と有利な噴流冷却条件（噴流速度 17 m/s,

流冷却下で 150 W 以上の安定な発振出力（最大 180

冷却水温 19 ℃）でのレーザー発振実験の結果に基づき、W）を得ると共に、低 Yb 濃度、低層厚（Yb 濃度 5 at%−─ 15 ─

層厚 0.6 mm）の TRAM が最も高い出力特性を示すこ社との共同研究として行われたものである。ごとを実験的に確認した。実験結果に基づいて高出力化協力頂いた西方伸吾様、森岡朋也様、濱本浩一様、池に向けたスケーリングを行い、kW 級出力条件の予測

淵博様、大谷雄一様、金子毅様、醍醐浩之様に感謝いを行った。今後、高励起条件でのレーザー発振実

たします。

験の実施、冷却装置の改良による冷却性能のさらなる向上など、常温動作 kW 級高平均出力レーザー

参考文献の開発に向け具体的な取り組みを行っていく予

1)

K. Hamamoto, T. Morioka, S. Nishikata, N. Inoue, J.
Nakatani, S. Taniguchi, H. Chosrowjan, Y. Izawa, in

定である。

“Advanced Solid State Lasers (ASSL ’15)” Technical
Digest, paper-ATu2A.41, 2015.

謝辞
本研究は、安全保障研究推進制度（研究課題名

2)

ILT 2017 年報、pp. 9-13 .

「ゼロフォノンライン励起新型高出力 Yb:YAG

3)

H. Furuse, J. Kawanaka, N. Miyanaga, H. Chosrowjan,

セラミックレーザ」）の支援を受けて実施した。

M. Fujita, K. Takeshita, Y. Izawa, Optics Express, 20,

噴流冷却システムの開発は、三菱重工業株式会

21739-21748, 2012.

─ 16 ─

Lasing Characteristics of Corner Cube Retro-Reflector Resonators
Laser Process Research TeamHaik Chosrowjan and Seiji Taniguchi
1．Introduction

components. Moreover, polarization properties of retro-

The theory of laser resonator has been studied for manyreflected beams are also essential for modeling laser mode

years1). Resonator stability conditions and different cavity

formation inside the resonator. So, in our previous report7) we

geometries tailored for different active media and operation

have presented experimental and calculated results on the basic

regimes have been analyzed as well2). Noteworthy, most laser

polarization and reflection properties of the corner-cube. Near-cavities are designed and constructed by combination of planeand far-field intensity distribution profiles for depolarized, p-

and spherical mirrors. However, for some niche applications

and s- polarized outputs of the CCR were also presented andrequiring specific laser modes and polarization conditions suchanalyzed. We have performed also case-calculations for

as Laguerre-Gaussian modes and radial/tangential polarization,

several polarization states based on Fresnel equations andrespectively, or for reduction of thermally induced wave-front

compared them with the experiments.

distortions in solid-state lasers, non-standard resonators have

In this report, the lasing performance of the CCR based

been used, too. For instance, corner-cubes and metallic

resonator has been addressed in comparison with conventional

W-shaped reflective axicons (also called Waxicons) have been

Fabry-Perrot (FP) resonator. Lasing threshold, slope efficiency,

used as reflectors in solid-state3) and gas4) lasers, respectively.

near- and far-field intensity distribution profiles have been

Corner-cube retro-reflectors (CCR) are optical components

monitored. Passive CBC effect inside the CCR resonator iswith interesting reflective and polarization characteristics.

demonstrated based on experimental results and mode

Various CCR properties have been addressed theoretically incalculations.

numerous previous publications5). One of their feature is thatthe collimated radiation incident at arbitrary direction isreflected back in the direction that is counter-parallel to theincident beam. Another feature is that the reflected beam has
coherent properties which could be used for passive
intra-resonator coherent beam combining (CBC). This process
is schematically shown in Fig. 1 and briefly described in its
caption. By rotation of the CCR one could also compensate
the beam astigmatism induced by thermal load in the laser
active medium. Finally, the retro-reflective property of CCR
makes the resonators with CCRs extremely stable to theFig. 1 Comparison between (a) Fabri-Perot and (b) CCR
based resonators. For large excitation spots andenvironmental vibrations. For these reasons CCRs are alreadymulti-mode operation, in case (a) the areas in the beam

used as total-reflecting mirrors in laser resonators6).

profile like 1 and 2 are not phase-locked, while in case

Detailed knowledge of intensity distributions of p- and spolarization components in retro-reflected beam is essential for
designing and building resonators with retro-reflective
─ 17 ─

(b) the areas 1 and 2 are phase-locked because of
mutual injection in the resonator. As a result,intra-resonator passive CBC may occur.

2．Total internal reflection based CCR

diameter. Both, a conventional 100 % reflective mirror

CCRs are often fabricated using fused silica or various
glass materials. For achieving retro-reflection of an optical(Fabry-Perot (FP) resonator) and a CCR were used as highreflective elements in the resonator.

beam, one can coat the reflective surfaces with different
metallic or dielectric substrates or simply use them withwell-polished but uncoated surfaces. In the later case the totalinternal reflection (TIR) phenomenon, characterized by criticalincidence angle �� � ��������� ��� �, where �� � �� , isused for the incidence beam retro-reflection. For high-power

laser beam applications retro-reflectors with coated surfaces
are not appropriate because of anticipated thermal degradationand damage of the coated surfaces. Hence, we used an
uncoated CCR (N-BK7 glass, n = 1.5071 at 1030 nm, �� �

41.57 degrees) where reflection is based on the TIR
Fig. 3 (a) A snapshot of the cryogenic Yb:YAG laser system.

phenomenon.

The resonator is shown by a red solid line. (b) FP
resonator with conventional 100 % reflective mirror.

3．Experimental results and discussion(c) CCR resonator with 100 % reflective corner-cube.

The experimental resonator setup used in this study isschematically illustrated in Fig. 2.

In Fig. 3 (a) a snapshot of the experimental laser setup ispresented. Fig. 3 (b) and (c) show the interchangeable
high-reflective mirror and CCR elements used in FP and CCR
resonators, respectively.
In Fig. 4 the laser output power versus the absorbed pump
power for both FP and CCR resonators are presented.

Fig. 2 Experimental setup diagram for comparative
investigations of lasing characteristics for resonatorswith conventional high-reflecting mirror and a CCR:
DM – dichroic mirror, W1, W2 – cryostat windows,
OC – output coupler, TRAM – total reflection active
mirror, d – Yb doped layer thickness. The cryostat
perimeter is marked with the dotted line.
Cryogenically (LN2) cooled Yb:YAG total reflection
active mirror (TRAM) with 9.8 at % doped ytterbium and d =0.2 mm thickness was used as an active medium. The total

Fig. 4 Output- vs. absorbed pump power dependences forlength of the resonator was set to be 460 mm while the LD

lasers with conventional- (mirror) and CCR

excitation (Pmax ~ 200 W) spot was kept at ~ 1.8 mm in

high-reflective elements, respectively.

─ 18 ─

In both experiments the same 80 % reflective output

the FP and CCR resonator outputs have been also analyzed. In

coupler (OC) was used. The laser threshold and the slope

Fig. 5, NF and FF output intensity distributions of CCR andefficiencies were measured to be about 700 W/cm2 and 0.5 for

FP resonators for two absorbed pump power cases are shown.

the FP resonator, and 1.5 kW/cm2 and 0.33 for the CCR

It is seen that thermal effects up to 90 W absorbed pumpresonator, respectively. The obtained slope efficiency for FP

power hardly affect the main features of the beam profiles.

resonator matches well with our previous result of 0.525 using

Based on resonator configuration one can also deduce that the84.6 % reflective OC . A CCR laser based on TRAM was

FP resonator operates at multi-mode regime. On the otherconstructed for the first time, so no effective comparisons canhand, although the NF intensity profiles for the CCR resonatorbe made at this stage. Marked increase of the laser thresholdlook like the higher order TEM03 Laguerre-Gaussian modeand decrease of the slope efficiency for CCR resonator is(LG03), the FF patterns show a strong symmetrical central

explained by the small beam diameter on the CCR incurring

peak surrounded by six weaker peaks (Fig. 5, bottom right).

fractionally large losses due to the scattering on the tip and

There have been different opinions for the reason why a CCR

corners of the CCR.

can contribute to improve the laser FF power focalization.

8)

Some considered the CCR resonator output to be a LG03
mode based solely on the NF profile of the output beam,9)
while some thought that the FF intensity distribution possesses
quasi-phase conjugate characteristics10). To clarify the origin of
the CCR resonator output, we have performed model
calculations of mode characteristics of CCR resonators basedon Jones matrix formalism and Fresnel-Kirchhoff diffraction
integral equation, and present obtained results in Fig. 6
Fig. 5 NF (top) and FF (bottom) intensity distribution patternsof a FP (right) and CCR (left) laser beams for 55 W
and 90 W absorbed pump power cases, respectively.

together with the experimental results. Calculated NF and FF
profiles of higher order TEM03 Laguerre-Gaussian mode
(LG03) are also presented for better comparison.

One of the merits using a CCR instead of a mirror in theresonator was based on the earlier observations that at higher
excitation powers the FP laser output undergoes a thermalroll-over, so application of a CCR could possibly improve thatdetrimental thermal effect. However, in the available TRAM
sample (d = 0.2 mm) the pump power (Pmax ~ 200 W)
absorption ratio was only 0.45 and the thermal roll-over effecthas not appeared at cryogenic temperatures. We are planningto study the possible thermal roll-over improvement effect in
the CCR resonator at ambient temperature lasing experiments

Fig. 6 (a column) Calculated NF and FF profiles of the LG03

in the near future.

mode; (b column) calculated, and (c column) measured

Near field (NF) and far field (FF) intensity distributions of─ 19 ─

NF and FF profiles of CCR resonator output.

When a CCR is viewed along a symmetric optical axis, theused as a high reflection element.

NF distribution of the output beam is seen to be divided into

Presently efforts are made to demonstrate and study

six fan-shaped segments by three reflected surfaces and edges

ambient temperature Yb:YAG TRAM laser radiationof the CCR. The NF profiles of the (a) and (b) columns in Fig.

characteristics based on resonators with retro-reflective

6 are identical. However, the calculated and measured FF

elements.

patterns of the CCR resonator unambiguously demonstratethat the CCR resonator output is not a LG03 mode. The six

Acknowledgment
This work was partially supported by JSPS KAKENHI

separated beam parts are coherent (in-phase), indicating thecoherent nature of the CCR reflected beams and hence,

Grant Number JP16K04986.

possibility of passive intra-resonator coherent beamcombination (CBC), when a CCR is used as a high reflection

References

element. The CCR based passive CBC in bulk solid-state1)

lasers is especially promising for obtaining high energy pulsed

H. Kogelnik, and T. Li: Proceedings of the IEEE, 54 (10), 1312
– 1329, 1966.

beams, because in fiber laser based active CBC it is difficult to2)

A. G. Fox, and T. Li: Bell. Syst. Tech. J. 40, 453 – 488, 1961.

achieve high energy pulsed outputs.

3)

J. Wu, Y.-L. Ju, T.-Yu. Dai, W. Liu, B.-Q. Yao, and Y.-Z. Wang:
Chin. Phys. Lett., 32 (7), 074207: 1 – 3, 2015.

5．Conclusions

4)

Lasing properties of corner-cube (CCR, N-BK7 glass, n =1.5071 at 1030 nm) retro-reflector based resonator in

Chakraborty: Rev. of Sci. Instr., 81, 073110; 1 – 4, 2010.
5)comparison with conventional Fabry-Perot resonator havebeen studied experimentally and theoretically for the aim to

B. Singh, V. V. Subramanyam, S. L. Daultabad, and A.

W. He, Y. Fu, Y. Zheng, L. Zhang, J. Wang, Z. Liu, and J.
Zheng: Applied Optics, 52 (19), 4527 – 4535, 2013.

6)

V. K. Orlov, Ya. Z. Virnik, S. P. Vorotilin, V. B. Gerasimov, Yu.

characterize intra-resonator passive coherent beam combining

A. Kalinin, and A. Ya. Sagalovich: Sov. J. Quantum Electron., 8,(CBC) phenomenon. The laser threshold and the slope

799 – 800, 1978.

efficiencies were estimated to be about 700 W/cm2 and 0.5 and7)

1.5 kW/cm2 and 0.33 for FP and CCR resonators, respectively.
The maximum output power achieved from the CCR

H. Chosrowjan and S. Taniguchi: ILT2017 Annual Progress
Report, 14 – 19, 2017.

8)resonator was ~ 17.5 W.

H. Furuse, J. Kawanaka, K. Takeshita, N. Miyanaga, T. Saiki,
K. Imasaki, M. Fujita, and S. Ishii: Opt. Lett. 34 (21), 3439 –Near field and far field intensity distribution profiles of
CCR resonator output has been analyzed and compared with

3441, 2009.
9)

Z. E. Bagdasarov, Ya. Z. Virnik, S. P. Vorotilin, V. B. Gerasimov,the calculations. Thermal effects for presently applied pump

V. M. Zaika, M. V. Zakharov, V. M. Kazanskii, Yu. A. Kalinin,

powers hardly affected the main features of the beam intensity

V. K. Orlov, A. K. Piskunov, A. Ya. Sagalovich, A. F. Suchkov,

profiles. Although the NF intensity profile for CCR looks likeand N. D. Ustinov: Sov. J. Quantum Electron. 11, 1465 – 1471,

the higher order TEM03 Laguerre-Gaussian mode (LG03), the1981.

FF pattern unambiguously demonstrates that the six separated10) M. X. Shen, S. M. Wang, L. G. Hu, and D. M. Zhao: Appl. Opt.

beam parts are coherent and in-phase. The coherent nature of
the CCR reflected beams opens a possibility of passive
intra-resonator coherent beam combination when a CCR is─ 20 ─

43, 4091 – 4094, 2004.

海上ラマンライダーの開発
レーザープロセス研究チーム
染川智弘、倉橋慎理、藤田雅之
１．はじめにす。波長 355 nm、出力 120 mJ、繰り返し 20 Hz のレー

日本の領海・排他的経済水域は国土面積に比べて12倍

ザーは鉛直下向きに海中に照射され、海中からの散乱光程度と広く、海底鉱物資源・メタンハイドレート掘削、は直径 20 cm の望遠鏡で集め、光ファイバーで光路 30

CO2 を海底地層に圧入して大規模削減を目指す

cm の分光器に導く。分光器の測定ポートにはラマンス

CCS(Carbon dioxide Capture and Storage)等の有効な海底ペクトル計測用の電子冷却 CCD カメラと、ライダー信利用が計画されている。海底開発では資源探査手法の開号を計測する光電子増倍管（PMT）が搭載されている。

発だけでなく、海底開発による海洋生態系・環境への影

分光器の光路上に設置したミラーの出し入れによって響評価が必要とされている。現状の採水測定では評価頻

CCD と PMT の検出機器を切り替えることが可能であ度・エリアに限度があり、海中での短時間・広範囲なモる。

ニタリング手法の開発が必要である。そこで、海底を効システムは海上での観測を想定すると、塩害による機率よくモニタリングするために、水中ガスラマンライダ

器のトラブル対策のために密閉する必要がるが、レーザーによる海中モニタリング技術を開発している。これまー電源や CCD カメラなどの熱によって温度が上昇し、でに水に溶存しているCO2 ガスのラマン信号を用いて、装置が不具合を起こす可能性がある。そのため、除塩フ

20 m 先に設置した水と炭酸水の識別に成功し、水溶存

ィルター付きのファンを取り付け、強制的にシステム内

ガスのラマンライダーによって海中のガスモニタリンの排熱を行っている。このファンを動作させた状態では、グが実施できる可能性を示した 1)。また、水に溶存して温度上昇が緩やかになり、安定したレーザー出力を数時いる CO2 ガス濃度の定量評価にも成功し 2)、気泡・海水間得ることに成功した。また、温度上昇による CCD カの影響評価も行った 3,4)。本手法は CO2 ガス以外への応

メラなどの測定機器に不具合も生じないことを確認し用も可能であり、波長 355 nm のレーザーを利用した水た。本ライダーシステムは 2.8 kVA の小型の可搬型イン

中メタンガスのラマン法による評価も行っている 5)。

バータ発電機 1 台で全システムの動作が可能であるた

水中ガスラマンライダーによる海中モニタリングのめ、船上での利用も容易である。

可能性を評価するために、竹富島海底温泉での海上観測を実施した。石垣島を中心とした八重山諸島にある竹富島の近海には水深が 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り、竹富島
海底温泉と呼ばれている。本報告では武富島海底観測実
験の前に実施した沼津のオキシーテックでの海上ラマ
ンライダー動作試験と武富島海底温泉での船上観測について報告する。

２．海上ラマンライダーの開発
図 1 に海上ラマンライダーのブロック図と写真を示

図 1 (a)海上ラマンライダーの(a)ブロック図と(b)写真─ 21 ─

1

3.1 沼津での動作試験
オキシーテックの計測バージである SEATECH II は船内に 3×7 m の開口部を有し、冷暖房が完備された船内から海中（水深 31 m 程度）にレーザーを照射するこ

Intensity (count arb. unit)

３．海上ラマンライダーの開発とが可能である。阪大吹田キャンパスから沼津のオキシ

0.6
0.4
0.2
0
1200

ーテックまではエアサスペンション・パワーゲート付きの 4 トントラックでの輸送となった。計測バージは船で

0.8

1600

2000

2400
2800
Raman shift (cm‐1)

3200

3600

図 3 計測バージでの海上ラマンライダーによる海水

5 分程度の海上に停泊しており、海上ラマンライダーシのラマンスペクトル

ステムはクレーンを用いて小型船で計測バージまで輸送した（図 2(a)）。これらの輸送によって、本ライダー

3.2 武富島海底温泉での船上観測システムは特別な調整の必要なく、動作が可能であった。

武富島海底温泉での海上観測はH30 年の2 月19 日～

図 2(b)に計測バージの開口部での海上ラマンライダ

23 日の 5 日間にわたって、八重山漁協組合支所の協力

ー試験の様子を示す。ライダーシステムは開口部から海のもと実施された。また、海上保安庁などの現地との調をのぞき込むように設置しており、落下防止のためにク

整は ORE/シーサポートタッチの鈴木氏に事前に依頼しレーンに命綱をかけて実験を実施した。計測結果の 1 例た。武富島海底温泉は武富島の東港から東に約 1 km のとして、図 3 に本システムで得られた海水のラマンスペ

海上にあり、石垣島の八重山漁協組合支所の港から船でクトルを示す。ラマンスペクトルは 1000 回積算で取得

15 分程度である。石垣島の離島ターミナルから武富島した。
～3400 cm-1 に見られる大きな信号が水の対称伸縮まで向かう定期船航路の近くであるために、30 分間隔振動であり、～1600 cm-1 に見られる小さい信号が水の変の定期船が通るたびに観測船が揺れた。

角振動のラマン信号である。ラマンライダー信号、ラマ

海上ラマンライダーシステムは阪大吹田キャンパス

ンスペクトルの両信号ともに問題なく取得が可能であから 4 トントラックで大阪南港まで移動し、南港で木枠ることを確認した。

に梱包され（図 4）、コンテナ輸送にて石垣島まで輸送された。船での輸送に全体で 1 週間程度かかるために、装置は防湿シートで保護している。八重山漁協組合支所にはコンテナを搭載した大型トラックで到着し、フォー
クリフトで木枠を取り出した（図 5）。

図 2 (a)海上ラマンライダーシステムの計測バージへの積み込みの様子、(b)計測バージの開口部での図 4 海上ラマンライダーシステムの木枠梱包の様子

海上ラマンライダー試験の様子
─ 22 ─

6

Intensity (×105 count )

5
4
3
2
1
0
1200

図 5 海上ラマンライダーシステムのコンテナから積

1600

2000

2400
2800
Raman shift (cm‐1)

3200

3600

図 7 武富島海底温泉での海上ラマンライダーシステ
ムによるラマンスペクトル

み出しの様子図 6 に漁船に搭載した海上ラマンライダーの写真とで覆い、移動によって装置に海水がかかるのを防いだ。

武富島海底温泉での観測の様子を示す。漁船の左側前方

図 6(c)が船上の海上ラマンライダー観測の様子であり、に海上ラマンライダーを設置し、ロープと木で漁船に固(d)の中心部に見られる気泡が海中から上がってきてい定した。漁船への積み込みはクレーンとフォークリフト

るメタンガス気泡の写真である。船は碇である程度、停を利用した。武富島海底温泉までは装置をブルーシート

泊させているが、レーザーを海中に照射している際は、船長が気泡の真上になるように船を微調整している。
図 7 に武富島海底温泉での海上ラマンライダーシス
テムによるラマンスペクトルを示す。測定は 1000 回積算で実施した。図 3 に示した沼津での海水のラマンスペ
クトルと同じであるが、強度が小さい箇所ではノイズが大きいことがわかる。また、メタンのラマン信号は微弱であり観測ができていない。実際の海上では、波による太陽光の散乱が時々刻々変化するために、スペクトル測定において長時間の積算が難しいことがわかった。また、
水のラマン波長である 3405 cm-1 のライダー信号は水深約 20 m まで信号が得ることが可能であった。

４．まとめ
海底開発における海中の環境影響評価を効率的に実施するために、水中にあるガスのラマンライダーによる海中モニタリング手法の開発を行っている。小型漁船に搭載可能な海上ラマンライダーシステムを開発し、沼津のオキシーテックの計測バージにおいて動作試験を実施した後、武富島海底温泉にて海上観測を実施した。
今後は較正信号である水と計測ガスを同時に評価で
図 6 (a), (b)漁船に搭載した海上ラマンライダーシステ

きる計測系の開発や、海上でのラマンスペクトルの取ム、(c), (d)武富島海底温泉での観測の様子得に向けた検討を実施するだけでなく、小型・省電力
─ 23 ─

なライダーシステムの開発も行いたいと考えている。

2）

T. Somekawa, and M. Fujita: Proc. of ILRC26, S10-06, 2012

3）

T. Somekawa, T. Takeuchi, C. Yamanaka, and M. Fujita:
Proc. of SPIE, 9240, 92400J, 2014.

謝辞
本研究は JSPS 科研費 JP25871083, JP15H05336 の助成

4）25017, 2016

を受けたものです。

参考文献
1）

T. Somekawa and M. Fujtia: EPJ Web of Conference, 119,

5）

T. Somekawa, M. Fujita: Proc. ILRC28, 011_172, 2017.

6）

T. Somekawa, T. Kitamura, and M. Fujita: Extended

T. Somekawa, A. Tani, and M. Fujita: Appl. Phys. Express, 4,

Abstracts of the 24th Congress of International Commission

112401, 2011.

for Optics, P3-08, 2017..

─ 24 ─

実用化を目指すレーザーを用いたコンクリート欠陥検査
レーザー計測研究チーム
島田義則、オレグコチャエフ、倉橋慎理
１．はじめに

際に新幹線トンネル内での覆工コンクリート検査試験

高度成長期に建設されたトンネルなどのコンクリーを行った。また、近年では、山陽新幹線トンネル中央部

ト構造物の老朽化、およびそれを要因とする事故の発生にある幅約1 mの中央通路を自走するレーザー検査装置

が近年の問題となっている。また、地震などの災害も増を開発した 2)。
図 1 に、中央通路自走型レーザー検査装置の写真を示えており、災害が生じた場合に構造物が健全であるかをす。本年度は、コンクリートに打撃を与えるインパクト

迅速に判定する検査手法の確立が求められている。
当研究所では、検査したい箇所にパルスレーザーを照レーザーの高出力化と高繰り返し化の開発を進めた。さ射して物体に振動を誘起し、発生した振動をレーザー干らに実運用を考慮して、あらかじめ決められた位置に自渉計で検出し、振動特性の違いから欠陥の有無を高速・動でレーザーを出射するオート照射機能や、得られた信高精度で遠隔検査するレーザー検査技術を開発してき号波形から検査箇所の健全性を自動判定する手法などた。研究内容は、西日本旅客鉄道(株)との共同研究によの新機能を付加した。また、レーザー照射時には危険をるトンネル覆工コンクリートの欠陥検査、駒井ハルテッ

知らせるランプが点灯するなどの安全対策も施した。

クや東京工業大学と共同で行ってきた鋼板接着床版の

現在、山陽新幹線トンネル内で実験を継続し、打音検

欠陥検査、内閣府戦略的イノベーション創造プログラム

査法による欠陥検査との比較を行っており、数年後には（SIP）の下で量子科学技術研究開発機構と共同で実施

打音検査に代わる技術として実用化を目指している。

してきた高性能・非破壊劣化インフラ診断技術の研究開発に大別できる。SIP の成果については別に報告 1)があ

３．レーザーを用いた鋼板接着高架橋床版の浮き箇所検査技術るので、本稿ではトンネル覆工コンクリートと鋼板接着
床版の欠陥検査の成果について概要を述べる。

高速道路などの高架橋床版にはコンクリート床版の強度を増加させるため、鋼板接着床版が用いられている。

２．レーザーを用いた新幹線トンネル覆工コンクリー
ト検査技術

コンクリートと鋼板とを接着する接着剤が経年劣化などによりコンクリート床版から剥離すると、コンクリー

当研究所では、2012 年にレーザー検査装置をトロッ

トと鋼板の一体構造を保つことができずに強度が低下

コに積載した線路走行型レーザー検査装置を構築し、実する。鋼板接着床版の浮きを検査するために打音検査法が用いられているが、危険性をともなう高所作業が必要となることや、定量的なデータを蓄積することが困難であること等の課題が有り、これに代わる安全で定量的な遠隔検査法の開発が求められている。
当研究所では鋼板接着床版の検査にもレーザー検査技術を用いることを提案し、実用化を目指した研究開発を行ってきた 3)。本年度はコンパクトな可搬型レーザー検査装置を構築し、実橋梁の鋼板接着床版での浮きの計
測実験を行った。また、鋼板の厚みを計測するためのレーザー超音波実験も行った。

図 1 中央通路自走型レーザー検査装置
─ 25 ─

に点線でチョーキングされた部分は打音検査で浮きと3.1 鋼板接着床版の浮き検査技術
図 2 に可搬型レーザー検査装置の外観を示す。軽ト

判定された部分である。打音検査の間隔に比べてレーザ

ラックにレーザー計測装置や制御装置および結果表示

ー照射間隔距離が広いため、ハンマーによる検査結果と用のモニターなどを積載した。レーザー光の出射口部分

厳密には一致しないが、ほぼ浮きの領域を捉えることがに 2 軸ミラーを設置して、検査位置を大きく変化させたできた。また、騒音レベルが 85 dB を超える状況でも計り、特定の検査位置でレーザー光をスキャンできるシス測が可能であることを確認した。

テムとした。図 2 b）は高架橋床版検査時の写真で、レーザー光は垂直方向だけでなく、斜め 45 °上方向にも3.2 レーザー超音波法を用いた鋼板肉厚計測

照射して計測が可能である。

鋼板接着床版に浮きがあると、そこに雨水がたまり鋼打音法で浮きが検出された 3 箇所の欠陥部に対し、板がさびて肉厚が薄くなっている可能性がある。このため、レーザー光のラスタースキャン（ｘ、ｙの 2 軸スキャン）

鋼板の肉厚を簡易に計測する技術が求められている。レを行った。得られた検査結果を図 3 に示す。床版写真のーザー超音波を利用して鋼板肉厚を遠隔から計測する可上に検査結果を上書きした。縦横線の交点がレーザー照
射箇所である。赤色部分が浮き（空隙）と判定された箇

点線：打音検査の
緑：健全箇所

所、緑色は健全と判定された箇所である。レーザー照射

結果

箇所は離散的であるので、配色は各レーザー照射箇所の色から次の点の色までを内挿することで決定した。床版

制御用モニター出射口

システム本体a)

赤：浮き箇所
交点：レーザー照射箇所a)

浮き箇所 1b)

浮き箇所 2c)

浮き箇所 3制御器

軽トラックに積載したレーザー検査装置b)

レーザー照射時の写真

図 3 鋼板接着床版の浮きの検査結果

図 2 可搬型レーザー検査装置
─ 26 ─

スペクトル強度(a.u.)a)

健全箇所での超音波の多重反射

周波数 (MHz)

スペクトル強度(a.u.)a) 鋼板肉厚5.0 mm のスペクトル（卓越周波数0.6 MHz）

b) 浮き箇所での超音波の多重反射 （距離が短いた
め周波数は高くなる）
図 4 レーザー超音波法を用いた鋼板肉厚計測
能性について検討した。図 4 に鋼板肉厚の計測原理を示

周波数 (MHz)す。パルスレーザーを鋼板に照射すると鋼板内部に超音波が発生する。超音波が鋼板裏面と表面を多重反射する
時間（周期）を検出用レーザーで計測することで肉厚をb)

図 5 鋼板肉厚を変化させた場合の超音波の多重反射スペクトル計測する。多重反射するエコーの周波数 Fml（１／周期）は次式で表される。

鋼板肉厚 3.3 mm のスペクトル(卓越周波数0.9 MHz)

この結果より、多重反射周波数を計測することで鋼板肉

Fml = V / 2d厚が評価できることを示した。

ここで，V は鋼板内の超音波速度，d は肉厚である。超音波速度を 5.9 km/s，板厚を 5 mm とすると Fml は４．まとめ

Fml = 5.9 (km/s) /｛2×5 (mm)｝= 0.59 (MHz)

本稿では、レーザーを用いたトンネル覆工コンクリとなる。鋼板が錆等により腐食して肉厚が 3 mm になると多重反射する周波数はート欠陥や鋼板接着床版の浮きを検出する技術の概要を紹介した。文献 1）で紹介した高速検査技術の成果もFml = 5.9 (km/s) / ｛2×3.3 (mm) ｝= 0.89 (MHz)含め、これらの技術の実用化に向けて鋭意努力を継続しとなり、健全時の 590 kHz より大きくなるので、肉厚のていく予定である。

減少を判定することができる。
図 5 に実験結果を示す。実験では厚さ 5.0 mm と 3.3mm の鋼板を用いた。超音波波励起用レーザーと検出用レーザーは鋼板表面上で数 cm 離して照射した。図 5 a)

参考文献
1）倉橋慎理、島田義則：ILT2018 年報、pp. 28-31
2）島田義則，オレグコチャエフ、倉橋慎理，北村俊幸：レーは鋼板厚さ5.0 mmの場合で、多重反射周波数は0.6 MHzであった。一方、3.3 mm 厚さの鋼板（同図 b）では多ザー研究，45(7), pp.423-426, (2017).
3）O. Kotyaev, Y. Shimada, and S. Kurahashi: ILT2016 年報、重反射周波数は 0.9 MHz であり、明確な差が見られる。

─ 27 ─

pp.25-29.

レーザー打音法の高速化と屋外検査装置の開発
レーザー計測研究チーム
倉橋慎理、島田義則

１．はじめに学技術研究開発機構（量研機構）、日本原子力研究開発

トンネルや橋梁などに代表される日本国内の社会イ機構（原研）と共同で実施してきた。平成 27 年度にはンフラと呼ばれるコンクリート構造物の多くは量研機構の開発した高出力高繰り返しレーザーと当研

1950~1960 年代のいわゆる高度経済成長期に建設され究所が開発した遠隔探傷技術を組み合わせて、従来の計ており、高経年による老朽化が懸念されている。平成 11

測速度の約 50 倍に相当する秒間 25 点の速さでレーザ

年に起こった福岡トンネル、北九州トンネルのコンクリ

ーを走査させながら欠陥を計測することに成功した６)。

ート塊落下事故や、平成 24 年に起きた笹子トンネル天

平成 28 年度には速度を倍の秒間 50 点に向上させ、加え井パネル落下事故など、重大事故が実際に起こってしまて検査装置を実験室外に持ち出し、屋外試験を実施した

った例も見られる。耐用年数を超過した社会インフラは

７)

本来ならば全面的な建替えや改修などにより計画的に

士市にある施工技術総合研究所（施工総研）が所有する更新されることが望ましいとされるが、現状ではコスト

模擬トンネルまで移送し、実証試験を実施した。本稿で面などの問題から点検や補修など適切な維持管理を施は、実証試験の概要について述べる。

。平成 29 年度は検査装置の車載化を行い、静岡県富すことでインフラの延命化を図るものが多い 1)。新規の建設が減少していく現代において、上記の傾向はより顕２．屋外高速検査装置の開発

著になるであろうことが予測される。

2.1 検査装置の概要

このような現状を受け、当研究所では鉄道トンネルや実証試験には平成 28 年度に開発した高速検査装置を高架橋などコンクリート構造物の欠陥をレーザーで遠用いた。装置は、打音検査におけるハンマーに相当する

隔探傷する技術の開発を進めてきた 2, 3)。パルスレーザ

振動励起レーザー、同じく人の耳に相当するレーザー干

ー照射によりコンクリートに振動を励起し、その表面振渉計、ならびに二つのレーザー光を高速で走査する高速動をレーザー干渉計で検出し、振動の周波数分析などを走査ユニットからなる。振動励起レーザーには、量研機通して欠陥の有無を評価するものである。室内実験の成構が開発した高エネルギー、高繰返しパルスレーザー

果を基にして野外実験が可能な装置の開発を行い、山陽（4J、50Hz）を用いた。振動の検出を行うレーザー干渉

新幹線トンネルや高速道路における試験を実施し、その計には当研究所が構築したドップラー振動計を用いた。

有効性を確認した 4, 5)。現在実用化に向けて、欠陥探傷

ドップラー振動計は、コヒーレント長の長い連続発振装置の小型化と信頼性向上、検査の高速化など、研究開

Nd:YVO4 レーザーの第 2 高調波（波長 532nm）を光源

発を加速している。

とし、光音響型変調素子、復調装置を組み合わせたヘテ

当研究所は、また、平成 26 年度より、内閣府主導の戦ロダイン検出型レーザー干渉計の構成となっている。光

略的イノベーション創造プログラム（SIP）のインフラ

源の出力は検査対象の表面状態に応じて任意に調整で維持管理・更新・マネジメント技術において、「レーザきるようにした。高速走査ユニットは、検査対象までのーを活用した高性能・非破壊劣化インフラ診断技術の研距離を測るレーザー距離計、距離に連動して照射光学系究開発」と題する研究を理化学研究所（理研）、量子科の焦点位置を調整する電動ステージ、検査面を高速に走─ 28 ─

図 1. 移動用車両に搭載した計測装置群の外観査するためのガルバノミラーから構成されている。検査

本研究では、車両で任意の検査範囲近傍まで移動し、領域を大きく変更する場合には二軸ミラーでレーザー

車両を一時停止させた状態で検査を行い、その領域にお光の出射方向を変える方式を採用しており、二軸ミラーける検査が終了した後、次の検査領域へ移動して再び検には検査範囲を観察するための光学カメラが、円周方向査を行う、という手順を繰り返すことを想定している。

の回転に対して同軸になるよう搭載されている。

よって、車両がアイドリング状態であっても検査が可能

2.2 検査装置の車載化であることが求められる。これを検証するため、エンジ

平成 28 年度には構築した検査装置を実験室外に持ちンの振動や騒音等が検査装置や検査結果に与える影響

出してその性能試験を実施したが、平成 29 年度の目標を確認する実験を行った。トラックの荷台、検査装置のは、１）実際のトンネルに近い構造の模擬トンネルを使筐体フレーム、検査装置内定盤のそれぞれに加速度セン

い、2）トンネル内で検査装置を移動させ、3）複数の壁サーを設置し、トラックのエンジンをかけた状態でのデ面領域を高速で走査して検査し、4）検査装置の有効性

ータ取得を行った。結果を図 2 に示す。加速度センサーを実証することとした。これらを達成するため、検査装から出力された時間波形（上）と、それを高速フーリエ

置全体を 4 トントラックに搭載できるよう装置の小型変換（FFT）し周波数分解したデータ（下）の両方を表化を進めた。図 1 に 4 トントラックと検査装置の外観を示している。アイドリング時のトラックのエンジンによ示す。トラックの荷台にレーザー電源やチラー、制御機

る振動の主成分は、時間波形に見られる周期 40 ミリ秒

器を含めて、検査装置全体が搭載されている。ディーゼ程度のものだと考えられる。検査装置の筐体はトラック

ル発動機はトラックとは別の場所に設置し、
100V、
200V

の荷台の上に直接設置されているため、トラックの荷台の二系統が分電盤と接続される。検査装置全体の制御とと筐体で加速度のレベルに差異は見られない。一方で、操作はトラックの助手席から行えるようなっている。

装置内定盤は防振機構を介して筐体に接続されており、定盤の加速度レベルは筐体の加速度レベルに比べて 20

３．屋外実証試験

デシベル程度低減されている。本装置の防振機構は、平3.1 トラックのエンジンによる影響

成 28 年度の実験室外での試験に際して導入したもので─ 29 ─

図 3. 模擬トンネル外観
トンネル入り口から約 15m 入ったところの天頂部付
近に、目地を横断する形で大きなひび割れが存在しており、この付近の領域を対象として移動型検査装置による検査を実施した。該当範囲は、事前に、我々自身が高所作業車を用いて近接打音検査を行い、異音部を検出し、欠陥があると判断した箇所である。
振動励起用パルスレーザーエネルギー3.4J、繰返し
50Hz、振動検出用レーザー光出力 1W の条件で、6m 離れた位置から、壁表面 270mm×270mm の領域を 30mmの間隔で検査した。計測点数は 10×10 = 100 点である。
時系列のレーザー干渉波形と FFT による周波数変換デ
図 2. トラックのエンジン動作時に得られる各箇所

ータを用いて、欠陥の有無を判定し、ディスプレイ上ににおける時間波形（上）と加速度スペクトル（下）欠陥の位置を表示するという一連の作業を行っている。
図 4 に検査結果をまとめて表示した。背景の写真は壁あり、本来は発電機や電源、チラ―などの振動がアスフ表面の写真撮影画像で、中央部を水平方向に大きなひび

ァルトを介して定盤に伝搬するのを防ぐ目的で設計し割れが走っているのが見える。正方形のカラー画像は、たものであるが、この設計仕様は装置の移動に利用する

外枠の大きさ 270 x 270mm の領域を一度のデータ取得

トラックのエンジンに対する振動防止にも有効である

で走査・検査した領域をあらわし、背景画像と重ね合わことが実証できた。

せて出力され、緑色が健全部、赤色が欠陥部であること

3.2 模擬トンネルにおける実証試験を表示している。領域 A と B は、車両を移動させるこ施工総研が所有する模擬トンネルにおいて、実証試験となく、二軸ミラーでレーザー照射光軸を変えただけでを実施した。模擬トンネルは延長 80m、高さ 7.8m、最検査を実行した。図中の B 領域と C 領域の間は 1m ほ

大幅 12.4m で、その外観を図 3 に示す。壁は厚さ 20cm

ど離れており、データ取得の際に車両の移動を伴っていの吹付けコンクリート層と厚さ30cmの覆工コンクリー

る。二軸ミラーに取り付けられたカメラで検査範囲の光トの 2 層構造で、トンネル作業車の性能評価試験の他学画像を取得し、実際に走査した範囲と各照射点におけに、コンクリート補修材の開発テストや、照明などのトる診断結果を一つの画像として出力できるようにした。

ンネル設備の機能確認などに使用された実績を持つ。

領域 C の赤色部と緑色部の代表的な測定点における振─ 30 ─C
A

B

図 4. 出力結果と代表点の時間波形とその振動スペクトル動の時系列信号波形と振幅の周波数スペクトルを、併せる装置を開発し、模擬トンネル内において実証試験をて、図中に挿入した。

行った。模擬トンネルで実際に生じた欠陥部を対象と健全部と欠陥部の判定には周波数スペクトルの最大して検査を実施し、欠陥部と健全部の判断を高速で行強度とスペクトル面積の違いを利用した。それぞれのパうことに成功し、打音検査と同等の検査が出来ること

ラメータで閾値を適切に設定し、値に応じて赤から緑のを実証した。

間の色を割り振っている。欠陥を含む領域では、その欠陥の大きさと厚みなどから決定される固有振動数で揺謝辞れる板振動が励起されやすいため、スペクトルの最大強

本研究は、総合科学技術・イノベーション会議の SIP

度が大きくなる。また、打音検査の結果から、落下の危（戦略的イノベーション創造プログラム）インフラ維持

険性が高い欠陥部は、低音部のスペクトルが強調される

管理・更新・マネジメント技術「レーザーを活用した高という定性的な結果を用いている。つまり、スペクトル性能・非破壊劣化インフラ診断技術の研究開発」の下でに卓越したピークがあり、なおかつ低周波側に存在する実施した。試験の実施に尽力いただいた量研機構関西研

ような信号波形が得られる領域ほど赤く示される。健全

の錦野将元氏、長谷川登氏、近藤修司氏、岡田大氏、北部では板振動が励起されず、上記の値は小さくなるため、

村俊幸氏、三上勝大氏、河内哲哉氏に感謝致します。

このような領域は緑色で示される。
得られた結果と、予め実施された打音検査による結果

参考文献は概ね一致しており、実際のトンネルに生じた欠陥に対

1） 国土交通白書2016

しても、本研究で開発した検査装置は打音検査と同等の

2） 島田義則 他: 非破壊検査, 61, 519-524, 2012．

検査が可能であることを実証できた。

3） 倉橋慎理 他：レーザー研究 42, 849-,2014.
4） オレグコチャエフ 他：LASER CROSS, No.355
5） 島田義則：ILT2017 年報、pp24

４．まとめ
検査装置の小型化と車載化を進め、検査現場まで移動可能で、広い範囲のトンネル壁面を高速で検査でき

6） S.Kurahashi et al. : J. Appl. Remote Sens.12(1),015009 (2018)7） 倉橋慎理 他：ILT2017 年報、pp29-34

─ 31 ─

液中レーザーアブレーションによるナノ粒子の作製と応用
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、佐伯 拓 2を明らかとした 5)。この結果にはおそらく、アルコール

１．はじめに
液中レーザーアブレーション法は、ナノ粒子を簡便に分子の持つ還元性が関連するものと予測される。本研究作製できる手法として知られる。当研究所では、出発物

では、メタノール等、分子構造（還元性）が異なる数種

質に金属酸化物を用い、本手法により一段階で還元・ナのアルコールを溶媒に用いて ZnO の液中レーザーアブ

ノ粒子化して金属ナノ粒子を作製する方法の研究を行

レーション実験を行い、Zn ナノ粒子の生成効率の比較っている。
鉄やアルミ、
マグネシウム、亜鉛等の金属は、からレーザー還元反応へのアルコール溶媒の寄与につ

水や空気と容易に反応して酸化することから、水素発生

いて検証した。

源や燃料電池、空気電池活物質などのエネルギー生成源に利用できるが、これらに反応表面積が非常に大きな金属ナノ粒子を適用すれば、エネルギー生成効率の大幅な向上が期待できる。さらに反応後に生成する金属酸化物
をレーザーにより直接的に還元し、金属ナノ粒子に再生できれば、金属ナノ粒子を利用したエネルギー供給サイ
クルの構築も可能になると考えられる（図 1）。これまでに当研究所では酸化第二鉄（Fe2O3）1, 2)、酸化アルミ

図 1 金属ナノ粒子を利用したエネルギー供給サイク

ニウム（Al2O3）、酸化マグネシウム（MgO） 、酸化
3, 4)

ルの概念図

亜鉛（ZnO）5) などの金属酸化物を原料物質に用い、レーザーを用いた金属ナノ粒子作製実験や、生成ナノ粒子

２．実験
図 2 に実験配置を示す。反応槽には底部が円錐状のを用いた水素発生実験、電池性能試験など、応用に向け

ナシ型フラスコを用いた。Zn 粉体と溶媒を加え懸濁液た検討を行ってきた。
液中アブレーション法を実際に利用するための最もとした後空気中の酸素の影響を抑制するためアルゴン

重要な課題は、ナノ粒子作製のエネルギー効率（時間効

置換を行い、フラスコの底部からレーザーを打ち上げ率）の向上である。本手法は液中の原料物質にパルスレ

た 1)。底部は円錐状で光学レンズと同様の役割を果たーザーを照射するという基本的に簡便で低コストの手すため、入射レーザーは懸濁液中で集光され高光強度法であるが、ナノ粒子の生成効率や粒径などの物性はレでの照射が可能となる。レーザー光源には、ナノ粒子

ーザー波長、ターゲット（原料物質）の物性や溶媒の種生成効率が高い短波長（355nm）のナノ秒パルス Nd:類などの因子により左右されるため、効率向上のために

YAG レーザー（第三高調波、強度~50mJ/pulse, 10Hz）はこれらの因子ついて検証し、条件を最適化することがを使用した。原料物質には、50 mg の平均粒径 20 nm

重要となる。これまでに、ZnO をターゲットに用いての酸化亜鉛粉体（ZnO、純度 99.9 %、粒径 ~20 nm）

レーザー波長、原料物質の粒子径、溶媒の種類になどよを用いた。溶媒には分子構造の異なる 4 種のアルコー

る生成効率の変化について検証し、エタノールを溶媒にル（メタノール（MeOH）、エタノール（EtOH）、イソ

用いた際にアセトニトリルやアセトン等の溶媒に比べプロピルアルコール（iso-PrOH）、イソブチルアルコー

亜鉛（Zn）ナノ粒子の生成効率が顕著に高くなることル（iso- BuOH））をそれぞれ 30 ml 使用した（図 3）。

─ 32 ─

0 min.

5 min.

10 min.

15 min.

図 4 メタノール溶媒中における ZnO 試料のレーザー照射後の写真（左から照射前（0min.）、5 分、10 分、15 分照射後）。

図 2 液中レーザーアブレーション実験配置

図 5 レーザー照射前後の ZnO 懸濁液試料（MeOH 中）の吸収スペクトルの比較

図 6 (a) に、4 種の各溶媒中における ZnO 試料のレー図 3 アルコール溶媒（4 種）の分子図

ザー照射（15 分）直後の写真を示す。いずれの溶媒中でも Zn ナノ粒子生成に起因する茶〜黒色への変化が見られた。その中で最も黒色化が進み生成効率が高いのは３．アルコール溶媒中における酸化亜鉛のレーザ

EtOH 中であり、次いで iso-PrOH、iso-BuOH、MeOH のー還元
図 4 に、MeOH 溶媒中におけるレーザーアブレーシ

順に効率は低下する。MeOH 中では、未反応の ZnO がョン実験時の写真を示す。照射前（0 min.）の ZnO ナノ

残留しているため、試料はやや灰色に見える。
図 6 (b) に、粒子は白色であるが、照射時間の増加とともに黄〜茶〜照射後約 12 時間静置した試料の写真を示す。EtOH、黒色へと変化していく。この色彩の変化は、レーザー照

iso-PrOH 中では生成物はほぼ全て沈殿するが、so-BuOH、

射によりZnOナノ粒子が還元されてZnナノ粒子が生成

MeOH では沈殿は顕著ではない。ZnO のレーザーアブ

し、照射時間とともにその生成量が増加することを示し

レーションでは、粒子径が 20〜30 nm の Zn ナノ粒子がている 6)。ZnO 懸濁液の照射前とレーザー照射（15多く生成する（図 7）。Zn ナノ粒子は凝集性が高く、

min.）
後の吸収スペクトルを比較したものを図5に示す。

粒子同士が凝集して粒子径が大きな 2 次粒子を形成す

370nm 付近に見られるのは原料物質（ZnO ナノ粒子）

るため、Zn ナノ粒子の生成量が大きい EtOH、iso-PrOHの吸収帯である。レーザー照射後の試料では 230 nm 付

中では生成物の沈殿が見られる。一方 iso-BuOH、MeOH

近に吸収帯が生成している。この吸収帯は Zn ナノ粒子

中では未反応の ZnO ナノ粒子が残留しており、Zn ナノに由来するものであり、その生成が確認できる。照射後粒子の生成量も小さい。このため Zn ナノ粒子同士の 2の試料には ZnO の吸収帯も見られるが、これは未反応

次粒子の形成が抑制され、沈殿を示さなくなるものと考の ZnO ナノ粒子のものであると考えられる。

えられる。
─ 33 ─

(a)iso-BtOH iso-PrOH

EtOH

予測された。しかし実験では、EtOH 中の反応性が最も

MeOH

大きいものの、MeOH 中では最も小さいという結果を得た。原因は明確ではないが、おそらくアルコール分子のβ位（R1 または R2 の位置）に位置するメチル基（-CH3）が関与していると考えられる。この反応では、アルコール分子中のヒドロキシル基（-OH）が電子吸引基として働くことが反応の主要因となっているが、近傍

12h.

(b)

に電子供与性のメチル基が存在すると-OH の電子吸引性が増し、反応性が高くなると考えられる。MeOH はβ位に-CH3 を持たないことから、他のアルコールに比べ反応性が低下したものと考えられる。

図 6 4 種のアルコール溶媒中におけるレーザー照射

４．まとめ（15 分）後の ZnO 試料の比較。(a) 照射直後、本研究では、4 種のアルコール溶媒を用いてレーザー(b) 12 時間静置後。

還元 Zn ナノ粒子の作製を行い、分子構造の違いによる生成効率の変化について検討した。いずれのアルコール中においても Zn ナノ粒子の生成反応が見られ、アルコールが ZnO 還元に有用な溶媒であることを確認した。
またエタノールを用いた際に最も高い生成効率を示したが、同様に第一級アルコールであるメタノール中では生成効率は低下した。この結果から、ZnO 還元の反応
性にはアルコール分子中のメチル基の電子供与性が寄50nm

与することが示唆された。
図 7 レーザーアブレーションにより生成する Zn ナノ
粒子の TEM 画像（EtOH 中）。

参考文献
1)

T. Okada, T. Saiki, S. Taniguchi, T. Ueda, K. Nakmura, Y.
Nishikawa, Y. Iida, ISRN Renewable Energy, 2013,827681-1-7, 2013.

ZnO の還元がアルコールとの反応で起こるとすると、反応は以下の式で表される。
H
ZnO + R1 C OH
R2∆

Zn + R1 C = O

2)

谷口誠治、月刊光アライアンス、8 月号、20-23, 2013.

3)

T. Saiki, S. Uchida, T. Karita, K. Nakamura, Y.
Nishikawa, S. Taniguchi, Y. Iida, Int. J. of Sustainable

+ H2O

R2

and Green Energy, 3, 143-149, 2014.

ここで MeOH：R1 = R2 = H、EtOH : R1 = CH3, R2 = H、

4)

佐伯 拓、谷口誠治、中村和広、飯田幸雄、電気学会論文誌 A, 135, 559-564, 2015.

iso-PrOH：R1 = R2 = CH3、iso-BuOH：R1 = (CH3) 2 CH, R2 =H である。この反応は求核置換反応の一種であり、反5)

谷口誠治、月刊 OPTRONICS、419、101-106, 2016.

応効率は第一級アルコール（MeOH、EtOH）の方が第6)

ILT2017 年報、pp.35-38, 2017.

二級アルコール（iso-PrOH、iso-BuOH）よりも大きいと─ 34 ─

レーザー核融合液体壁炉チェンバー内の金属蒸気同士の衝突に関する研究
理論・シミュレーションチーム
古河裕之、乗松孝好 1
1

大阪大学レーザー科学研究所「KOYO-fast」では、タイル構造を有する第一壁の表

１．はじめに
高速点火レーザー核融合炉発電プラント

面からチェンバー内に向かって金属蒸気が飛散してい「KOYO-fast」では、厚さ 3 mm から 5 mm 程度の液体

く際に、ほぼタイル面に垂直な方向に飛散する。しかリチウム鉛が第一壁に沿って滝状に流下する液体壁構

し、チェンバー内の液体壁近傍では、隣接する 2 つの造により、第一壁を保護している 1-4)。液体壁は、核融タイルから飛散するプルーム同士は 15 °の角度で衝合燃焼により生じた X 線、 粒子及びデブリ粒子に突する。2016 年度において、上記の条件を取り入れ、より、液体から中性気体、部分電離プラズマへと相変粒子法を用いて金属蒸気同士の衝突のシミュレーショ

化を伴いながらアブレーションする。生成されたプルンを行い、金属蒸気同士が液体壁付近で衝突しても、ームがチェンバー中心付近で衝突すると、エアロゾル

チェンバー中心部への影響は少ない、ことを見出した。

等が生じ、金属蒸気の排気、引いては核燃焼反応にと2017 年度は、実際のチェンバーのサイズを考慮し、って大きな妨げとなる、ことが予想される。高速点火

DSMC 法を用いた金属蒸気同士の衝突のシミュレー

レーザー核融合炉発電プラント「KOYO-fast」では、図ションを行った。

1 に示すように、第一壁から飛散したプルームがチェン
バー中心部に集中しないように、第一壁を角度を付け

２．DSMC 法によるプルーム同士の衝突の評価 5)

たタイル構造にしている 4)。

チェンバー内の金属蒸気同士の衝突に関し、DSMC法を用いてシミュレーションを行った。中性粒子からなる希薄分子気体の解析においては、Boltzmann 方程式を解く必要がある。気体を構成する各々の分子について、並進運動と分子間衝突を直接追跡する DSMC
（Direct Simulation Monte Carlo, 直接モンテカルロ）法

核燃焼

は、汎用性が高く、希薄分子気体の解析において非常に有用な手法の一つである。チェンバー内の24 枚のタ
イルの内、2 枚のタイルに着目しシミュレーションを

デブリ粒子

プルーム
x

行った。液体壁がアブレーションし、金属蒸気が 5 cm
飛散した時点を初期位置とした。初期に粒子が存在している領域の圧力は、0.05 Torr とした。図 2 は、金属

y30 degree

Tile

蒸気の初期位置である。
① の粒子の初期速度は、次式で与えた。

6m

図 1 KOYO-fast の液体壁チェンバー第一壁のタ
イル構造の概念図

vx  t 0 
0.1v0  0.9 v0  x  xmin  / 5 cm

(1)vy  t  0  0(2)② の粒子の初期速度は、赤粒子の初期速度を15 °回転して与えた。v0 = 10 km / s とした。
─ 35 ─

300

250

200
100

①

50

②

0
-300

-200

y (cm)y (cm)

250
150

1.577 ms

300
200
150
100
50

-100

0

x (cm)

100

200

0
-300

300

図 2 金属蒸気の初期位置

-200

-100

0

x (cm)

100

200

300

100

200

300

2.340 ms300

３．シミュレーション結果
図 3 は、粒子位置の時間発展である。金属蒸気同士

y (cm)

250
200
150
100

が衝突し、軌道を変えながら対向壁に向かって進行し、50

最終的には対向壁に吸着される様子が表れている。チ

0
-300

-200

-100

ェンバー中心から半径 50 cm 程度の領域には、金属蒸0x (cm)

気は拡散しなかった。この結果は、チェンバー中心近傍での金属蒸気の滞留の危険性は低い、ことを示唆するものである。
303.3 s300

図 3 粒子位置の時間発展

y (cm)

250
200
150

４．結言と今後の課題

100

チェンバー内の金属蒸気同士の衝突に関し、実際の

50
0
-300

-200

-100

0

x (cm)

100

200

300

チェンバーのサイズを考慮し、DSMC 法を用いてシミュレーションを行った。チェンバー内の 24 枚のタイルの内、2 枚のタイルに着目しシミュレーションを行った。液体壁がアブレーションし、金属蒸気が 5 cm 飛散した時点を初期位置とした。チェンバー中心近傍での金属蒸気の滞留の危険性は低い、ことを示唆する結果が得られた。今後、より実際に近い条件でのシミュ
レーションを行う。

─ 36 ─

4) 神前康次, 乗松孝好, 古河裕之, 林巧, 惣万芳人, 西川正史,

参考文献

苫米地顕: プラズマ核融合学会誌, 83, 19-27, 2007.

1) H. Furukawa、T. Norimatsu : Plasma and Fusion Research、111405084-1 - 1405084-5, 2016.

5) Shinji Kawamoto, and Kenichi Nanbu ;2) 古河裕之, 乗松孝好: プラズマ核融合学会誌, 87, 51-55,
2011.

IEEE TRANSACTIONS ON PLASMA SCIENCE, 27 (1999)
1389-1397.

3) 古河裕之, 城﨑知至, 神前康次, 乗松孝好, 疇地宏, 西川雅
弘, 田中和夫, 三間圀興, 苫米地顕, 山中千代衛:
プラズマ核融合学会誌, 82, 617-627, 2006.

─ 37 ─

大地震前の電離層における電子密度増加の物理メカニズムの研究
理論・シミュレーションチーム
古河裕之、山中千博 1、近藤斎 2、杉浦繁貴 2
1

大阪大学大学院理学研究科、2（株）コンポン研究所

データーの蓄積が求められている状況である。

１．はじめに2011 年 3 月 11 日の東北地方太平洋沖地震

地震前兆としての電磁気現象は、過去、電波の（MW=9.0）において、北海道大学の日置により、伝搬異常や雑音混入、電子機器の誤動作や電磁場

地震発生 40 分前から震源上空の電離層総電子数

変動、地電流の変化といったものが知られている（TEC：Total Electron Content）の増大があったこ

が、「Heki-TEC 異常現象」は新しく知られた現とが報告された 1)。一般に、測位衛星（GNSS）か象である。またこの現象を説明できる物理モデル

ら地上局に向けて発する電波が、電離層電子によはまだ存在しておらず、根拠となるモデルの構築って遅延を受けることを利用し、その視線方向のが求められている。そのような背景のもと、レー総電子数を算出する手法を GPSTEC 法と呼び、こザー技術総合研究所では、大阪大学大学院理学研の手法を用いて見いだされた現象である。こうし究科、（株）コンポン研究所と共同で、大地震前

た TEC 異常（Heki-TEC 異常現象）は、通常太陽の電離層における電子密度増加の物理メカニズ

活動と関連があり、磁気嵐など宇宙起源の現象でムの研究を行っている。

は、全地球的に変化を及ぼしうるので、局所的な

本研究は、2 つの方向から遂行するもので、そ現象とは区別できる。日置は、1994 年から 2015のひとつは、岩石圏における電気分極を実験的に年までの Mw=8 級以上の地震について震源上空明らかにすることであり、もうひとつは、シミュの TEC を解析し、磁気嵐の時期を除いて、過去

レーションにより、電離層で起きていることを視

18 回のすべての例で地震発生直前数十分以内に覚化しようとするものである。実際、知られてい

おいて TEC 異常があったことを示した 2-4)。

ないこの現象をモデル化するに当たって、我々は、

実際は、地震と関係ない局地的な TEC 異常

trial and error 方式で望むこととした。 すなわち、（large scale traveling ionosphere disturbance：LSTID

最初から矛盾ない正解を目指すのではなく、さまなど）もあり、これが最も盛んな時期は 10 時間

ざまな可能性を考慮しつつ、除外できるモデルをに一度程度、同様な現象があることも知られてい

選別し、あり得そうな解を絞り込んでいこうと考る。但し、LSTID は時間とともに発生点を移動さえている。以下では、我々が最もありそうだと考せるので、震源上空に固定される地震先行現象とえる電磁気的な説明を基本にした場合を述べる。

は異なっている。もし、地震前一時間以内に明解「Heki-TEC 異常現象」が地震活動と関連するな「Heki-TEC 異常現象」が震源上空に確認されならば、それは地殻の状態変化に影響されたと考た事象が、n 回続けてあったとすると、それは、えるべきで、地震の直前においては、震源地殻に1/10 の確率のクジを n 回続けて引くことに相当す

対する応力変化が進み（震源核形成）、その変動るわけで、この一致率から、この「Heki-TEC 異に伴い圧力の変化が臨界的になっていることが常現象」は、初めて科学的に意味のある地震先行考えられる。そこで、圧力変化（ゆらぎ）に伴う現象ではないか、と考えられ始めている。

地殻の電気分極変動があれば、地震動の発生前に、もっとも実用的な地震予測に用いるためには、分極電荷による電磁場発生が起こり、電離層の電予想の空振り率を算出する必要があり、統計的な子密度分布等に影響を与えることが想定できる。

─ 38 ─

我々は、定量的にその可能性を探るために、地下やその結果となる外部電磁場は、モデルとして与数 10 km 以浅での電気分極を仮定して、それが震えている。与えられた非定常の外部電磁場のもと源域上空電離層下部の電子密度へ与える影響をで、電離層及び大気層のプラズマの流体運動、及評価することを考えた。

び分極による誘導電場を連立して解き、プラズマ

ILT 年報 2017 では、現象のモデル化とそれをの密度の時間発展等を求めている。過去の Heki

記述できる基礎方程式の導出、シミュレーション

TEC 異常に関する先行研究としては、Kuo らによ

コードの作成などについて報告し、均一な電子密る電流注入モデル計算 6) があり、このほか、Kerry

度を仮定した場合の初期的なシミュレーションによる地上電場の電離層影響仮説 7) があるが、実結果を提示した。2017 年度は、初期電子密度の高際に外部電場のもとで、数 100km 立方の空間と数度分布を現実的にしたほか、分極においては正負

十分の時間幅で計算を実施したのは我々が初め等量の電荷を考慮し、分極距離とその向きをパラ

てである。

5)

メーターとした計算を実施した。

プラズマを流体として取り扱う場合は、そのほぼすべての場合で「プラズマ近似（局所的電荷中性近似）8)」を行い、イオンのみの 1 流体近似で２．シミュレーションコード
本研究では簡単のため、平面地球で、プラズマ解いている。しかし、プラズマ近似の最大の問題の成分は電子と水素のみ、擾乱のない静かな電離

点は、外部電場（地球側の分極電荷による電場）層を仮定し、地球磁場は Y 方向に一様、Bearth =に対するプラズマの応答が考慮できないことで25000 nT とした。これは磁気赤道付近の状況に相ある。そこで本研究においては、プラズマ近似か当する。

らスタートしつつも、分極電荷による電場に対す地上（地中）における電気分極機構は、さまざるプラズマの応答を考慮できるように、モデルをまな過程があり得るが、観測されている地震前の開発した 5) 。時間刻みは、0.1 ミリ秒としている

TEC 変化が、時間とともに増大していることから、

が、イオンのサイクロトロン運動スケールと、60定常的な分極では説明ができないと考え、電荷量分の時間発展シミュレーションを行う必要性のが単調増加するような分極を仮定した。実際は、兼ね合いで決定している。

モデルに従って電荷及び電流を与え、それが作る

以下のシミュレーションでは、マグニチュード

電磁場の時間発展を求め、電離層への影響を調べ

Mw と震源域の、南北方向と東西方向の大きさ L0る。岩盤上の電荷により発生する電場、及び岩盤と W0 の関係を、東北地方太平洋沖地震のケース

上の電流により発生する磁場は、ビオサバールのに準じて、マグニチュード Mw=9 の場合を標準と法則により求めた。
一般に、プラズマ物理の計算では、電子とイオ

して次式で設定した 9)。
L0  100.55 Mw  2.19  km

ンを別々に解く必要がある場合は、粒子コードで

 575.440 km

 Mw  9 
W0  100.31Mw  0.63  km
 144.544 km  Mw  9 

解くことが多い。もしくはフォッカープランク、
第一原理分子動力学として、電子とイオンを別々

(1)
(2)

100km かつ 60 分程度と広大であり、粒子コード

震源核の大きさは、震源域の5%とした。

f 0  0.05 L0 
28.772 km  Mw 9 (3)

等では、スケールが大きすぎて、計算は現実的に(4)に取り扱う。しかし、今回想定する時空間は、数w0  0.05W0 7.227
km  Mw 9 

不可能である。よって、本研究では、プラズマを最大電荷量 Qmax は、岩石破壊実験で得られた数流体として考えたシミュレーションを行った。

値を、実際の断層幅長さに拡張した値を用いた。
Qmax 
1.17 106 w0  f 0  C  
243.284 C(5)

このシミュレーションでは、地殻側の分極機構

─ 39 ─

800(6)
 t  tc Qmax exp  t  tc 
ここで tc  f 0 / v0 t%  t / tc であり、規格化され600

z (km)

時刻 t における電荷量は、以下のようになる。
Q  t  Qmax t%t  tc

た時間を表す。�� は電荷の寿命に相当する時間であり、仮に�� = 100 s とした。実際は計算時間の

400

200

短縮のため、�= 600 s となるように、加速計算を
行った。

0
9
10

シミュレーションコードに用いた基礎式の詳1010

細は、文献 5 に譲る。

11

-3

10

ne0 (m )1210

図 2 シミュレーションで用いた初期電子密度の高さ方向の分布

３．シミュレーション結果
地下 10－70 km 程度の場所での電気分極モデル

2017 年度は図 2 に示すように、文献 11 に従っに関し、以下の２つの先行分極現象モデルを仮定
し、シミュレーションを行った。

て初期電子密度の高度分布を与えた。また分極方Case 1) 震源核の先行的破壊のもとで現れた正向を鉛直、および浅い角度（ほぼ水平方向）にな

電荷、電子がともに深層ガス流体の圧力で拡散し、る場合について地下分極電荷の分極距離を、100流体が震源核領域を通過した時刻以降、電荷は再km, 50 km, 10km, と変えて、シミュレーションを結合により指数関数的に減衰するとしたモデル。

行った。（実際は、鉛直分極で地下 100km のケー

Case 2) ケイ酸鉱物の酸素架橋における欠陥が、スは大地震の震源核として想定しがたい深さで応力下で分極し、励起した正電荷が濃度拡散するモデル（フロイントの正孔励起モデル

10）あるが、計算の傾向を見るためのテストとして行っている）。

）。

まず、Case 1) の場合について述べる。Case 1)

図 3 は、その結果の一部で、各々の時刻の電では、単位面積当たりの電荷発生量は榎本の岩石

子数密度から初期電子数密度を引いたものを、該破壊実験の値を用いた。図 1 は、亀裂の表面に現当領域で積分したものの時間発展、と電荷量の時れる電荷、及び鉛直方向に現れるとした場合の分間発展である。図中の c は、視線方向の積算値、極電荷の物理モデルの概念図である。v� は電荷のLA は電離層の全体で平均をとったものである。

移動速度。このモデルの場合、電荷は分極距離をNe (t), TEC unit の定義は、下記の通りである。

保ったまま同じ速度で、- X 方向に移動している。
N ec  t 

W0 / 2  y / 2
1 450 kmdz  ne  y, z , t   ne 0  y, z   dy
0kmW
0 / 2 y / 2
y

(7)
W0
1 450 kmN t 
dz   ne  y, z , t   ne 0  y, z   dy
0
W0 0
LA
e

(8)
TEC unit = 10 / m
16

図 1 亀裂の表面に現れる電荷、及び鉛直方向の分極電荷の物理モデルの概念図。

─ 40 ─

2(9)

Ne (t) / TEC unit

-2

4 10

-2

3 10

-2

2 10

-2

250

(a)

c

150
100

LA

-2

-2

400

600

800

Time (s)

-2

-2

5 10

-3

(b)

c

図 4 600 秒後の電子密度分布

200
150

Q(t)

100

0

図 5 1000 秒後の電子密度分布

50

-3

0

6 10

-4

5 10

-4

4 10

-4

3 10

-4

2 10

-4

1 10

-4

200

400

600

800

Time (s)01000Case 2) フロイントモデルを用いた場合について述べる。図 6 にそのモデルを示す。 正孔拡散
250

(c)

c

150
100
LA

200

400

600

Time (s)- X 方向に限定している。

200

Q(t)

0

速度は 100m/s とした。
簡単のために拡散方向を、

Q(t) (C)Ne (t) / TEC unit

0
1000

250

LA

0

図 3

200

Q(t) (C)Ne (t) / TEC unit

0

1 10

-5 10

れている状況を表している。

50

01.5 10分布の初期電子密度からの差を示している。既に

200

地上電荷も消失し、残余の電子密度が電離層に現

Q(t)

1 10

-1 10

ることがわかる。図 5 は、1000 秒後の電子密度

Q(t) (C)

5 10

50

800

0
1000

各々の時刻の電子数密度から初期電子数密度を引いたものを、該当領域で積分したものの時間発展と電荷量の時間発展の例(a) 鉛直分極間距離 100 km、(b) 50 km、(c) 10 km

図 3 を見れば、同じ電荷量であれば大きな分極間距離を有した方が、電離層に大きな影響を与えうることを示している。
図 4 は、分極間距離を 100 km とした場合の、600 秒後の電子密度分布の初期電子密度からの図 6 正孔励起により表面に現れる正電荷と分極
電荷の物理モデルの概念図。
図 7 は、フロイントモデルを用いた場合の、電荷量の時間発展および、各々の時刻の電子数密度から初期電子数密度を引いたものを、該当領域で積分した値の時間発展である。地下の分極電荷の電荷量は 1000 秒間増加し続ける、とした。

差である。震源域上空で電子数密度が増加してい─ 41 ─

-2

8 10

250

ュレーションを行った。実際は約 250C の単調増

-3

200

加する正負分極電荷を 500km×140km 程度の地中

6 10

-3

150

4 10

-3

2 10

-3

v0 = 100 m/s

空間に分散させ、一定時間後に電荷は指数関数的
c

Q(t)

100

Q(t) (C)Ne (t) / TEC unit

1 10に減衰する状況を仮定した。
年は、現実的な初期電子密度の高度分布を与えたほか、ガス拡散、正孔励起モデルなどについて

50の検討を行った。

LA
0

図 7

0

200

400

600

Time (s)

800

0
1000

本シミュレーションでは、擾乱のない静かなプ
ラズマから出発し、過渡的に単調増加する持続時

フロイントモデルを用いた場合の電荷量間の長い外部電磁場により、電離層電子が優先的Q(t)の時間発展および該当領域で積分した電子密に駆動されてその密度を上げるプロセスを模擬度増大量している。地表の分極電場の与え方は、恣意的であり検討の余地が多いが、それが電離層電子密度

図 8 は、600 秒後の電子密度分布の初期電子に影響を与えることは十分考えられることであ密度からの差である。図 9 は、1000 秒後の電子る。また 2017 年度のシミュレーションでは、地密度分布の初期電子密度からの差、である。

球磁場を水平としたままであったが、実際には地球磁場は傾いており、磁場方向によって電気伝導度の異方性があることが知られている。2018 年度
は、より現実的な物理的描像を得るために、傾斜磁場の導入などモデルの改善を行う予定である。

図 8

600 秒後の電子密度分布の初期電子密度

参考文献

からの差

1)

Heki, K. Geophys. Res.Lett. 38. L17312. (2011)

2)

Heki, K and Y. Enomoto, J. Geophys. Res. Space Phys.,
120, 7006-7020, (2015).

図 91000 秒後の電子密度分布の初期電子密度

からの差

3)

3) Heki,K.,2018, Parity, 33, No.2. (in Japanese).

4)

4)

5)

Phys.,122,8659–8678, doi:10.1002/2017JA024012,

6)

2017.

7)

5) 古河裕之、山中千博、奥村暢朗、杉浦繁貴; ILT 20178)

いずれにせよ、正負電荷を考慮した分極では、

年報 p 42 – 47 (2017).
6) C. L. Kuo, L. C. Lee and J. D. Huba;
J. Geophys. Res. Space Physics, 119, 3189–3205,

TEC 増大量としては 1-5%程度であり、これだけでは、観測された最大の TEC 変化量（ 2 TEC Unit
程度）には到達していないことがわかった。

He,L.and K.Heki; J.Geophys.Res. Space

doi:10.1002/2013JA019392.
7) Kelley,M.C.,W.E.Swartz,and K.Heki,
J.Geophys.Res.SpacePhys.,122,6689-6695,
doi:10.1002/2016JA023601, 2017.

４．結言
震源域と震源核の大きさを地震のマグニチュ

8)ードの関数とし、Mw = 9 の場合を想定したシミ
─ 42 ─西川恭冶、大林康二、若谷誠宏；「連続流体物理学」朝倉現代物理学講座 – 9。

9)

平成23年(2011年)東北地方太平洋沖地震による強震動：防災科学技術研究所

10) Friedemann T. Freund, Akihiro Takeuchi,

e 2 n02  r    r  / d2
r


 r2
 0 kB T r  

Bobby W.S.

Lau Physics and Chemistry of the Earth 31 (2006) 389–396

 r 
r

(A.4)
(A.5)

(A.4) 式と (A.5) 式から、デバイ遮蔽ポテンシャルの式、が得られる。

11) C. T Russell, J. G.Luhmann, R.J. Strangeway Space r 

Physics, Ch. 2, Cambridge Univ. Press 2016.

 r eexp   r
 d 

(A.6)

e / kBT << 1 という条件下では、デバイ長以上

Appendix プラズマの局所電荷中性の成立性の空間スケールでは、局所電荷中性が成立する、プラズマの局所電荷中性の成立性について、考ということを導いた。図 A.1 は、分極間距離 100

察する。ポアソン方程式は、次のように書ける。
e(A.1)
 2  r     r   ni  r   ne  r  MV オーダーの電位がかかっており、e / kBT >>イオン密度、電子密度ともに、ポテンシャルに1 なので、局所電荷中性は必ずしも成立しない。

0km、600 秒時の電離層の外部電位分布である。

対してボルツマン分布を取るとすると、次の式が成立する

 e  r   e  r  ni  r  
n0 exp   ; n0 1 
 (A.2)
kB T 
 kB T  e  r   e  r  ne  r  n0 exp  ; n0 1 kB T 
 kB T 

(A.3)

ただし、e / kBT << 1 という条件が必要である。
球対称の 1 次元を仮定し、(A.2) 及び (A.3) を図 A.1 分極間距離 100 km、600 秒時の電離層の外部電位分布用いると、ポアソン方程式は、次のように書ける。

─ 43 ─

レーザー損傷しきい値データベース化試験結果―1064nm 用高反射ミラー 100-on-1 試験―
レーザー技術開発室
本越伸二、實野孝久 1
1

大阪大学レーザー科学研究所
ース化試験の内容を示す。

１．はじめにレーザー装置およびその応用機器には、ミラー、ビー

これまでの試験は、1 パルスのレーザー照射に対してムスプリッタ、偏光子など、多くの光学素子が使用され損傷の有無を判定する、1-on-1 と呼ばれる試験法を用いている。これら光学素子は高出力レーザー光に曝されるてきた。一方、レーザー利用の多くは、連続動作か、繰

と、しばしば損傷（レーザー損傷）を引き起こす。損傷

返しパルス動作である。そのため、繰返しパルス照射時が発生した部分は、当初の光学性能が得られないだけでの光学素子のレーザー損傷しきい値評価が望まれていはなく、回折等により後段光学素子の損傷の要因にもなた。

る。そのため、より高いレーザー損傷耐性（損傷しきい

平成 29 年度は、1064nm 用高反射ミラーと反射防止膜値）を持つ光学素子の開発が望まれ、国内外の多くの企に対して、100 パルスの繰返し照射を行い損傷の有無を業・研究機関により研究が進められている。

判定する、100-on-1 試験によるデータベース化試験を行

光学素子のレーザー損傷しきい値の標準化と情報発った。本報告書では、その高反射ミラーの結果について信を目的として、「レーザー損傷耐性データベース化試

述べるとともに、過去に同一仕様で実施した 1-on-1 試

験（以下、データベース化試験）」を実施している。こ験結果との比較をまとめた。

れは、評価する光学素子の仕様を毎回決め、その仕様に合った光学素子を参加企業から提供して頂き、同じ条件

２．繰返しパルスによる光学素子のレーザー損傷で試験を行うものである。これまで、波長 1064nm、1984 年に Wood らは、CO2 レーザーパルス（波長532nm、355 nm、248nm のレーザー装置に用いる光学素10.6m、パルス幅 100ns）によりゲルマニウム基板のレ子に対して試験を行ってきた 1-3)。各企業から提供されーザー損傷しきい値を評価し、繰返しパルス周波数（10た光学素子のレーザー損傷しきい値はそれぞれの企業～100Hz）の増加に対して損傷しきい値が低下することに対してのみ報告するが、同時に、全ての試験結果をレを報告した 5)。その報告では、損傷しきい値は繰返しパーザー損傷しきい値の頻数分布としてレーザー総研のルス周波数に対する依存性は見られるが、照射パルス数

ホームページ上で公開し、ユーザーにも確認して頂けるに対して依存性が見られない。照射部分は発熱と熱拡散ようにしている 4)。表 1 に、これまで実施したデータベにより少ないパルス数で一定の温度上昇で飽和するた

表 1 光学素子のレーザー損傷耐性データベース化試験の過去実施内容
型

角度・偏光

1064 nm

532 nm355 nm

248 nmミラーコート

45°・P

○

○

○

○

反射防止コート

0°・

○

○

○

○

石英ガラス表面0°・

ダイクロイックミラー

45°・P

○

56.5°・P, S○

多層膜偏光子○

─ 44 ─○め、パルス数を増加しても損傷しきい値は低下しないと

表 2 データベース化試験光学素子仕様

考察されている。

第19回

第20回

高反射膜

一方、Merkle らは、Nd:YAG レーザー（繰返し周波数 10Hz、パルス幅 24ns）の基本波と 2 倍高調波パルスを用いて、水晶と石英ガラスに対し繰返し照射を行い、

[nm]

1064

パルス幅

[ns]

8.5

入射角度

[°]

偏

損傷しきい値を評価した。その結果、照射パルス数の増

反射防止膜

長

波

光

0

P

-

加に従い損傷しきい値は低下することを示している 6)。

>99.5

<0.5

基板材料

指定なし

石英ガラス

彼らはパルス照射により微小吸収が発生し、照射パルス

基板研磨状態

光学研磨

RMS<10Å

数の増加に伴い吸収が増加し、小さいパルスエネルギー

裏面研磨状態

指定なし

表面と同様

参加企業数

5

12

評価試料数

16

40

反射率

でも損傷に至るものと考察している。また、我々の先行

[%]

45

研究において、低吸収、または高熱伝導率のコーティン
グ材料では、
繰返しパルス（波長1064nm、
パルス幅10ns、

般に、P 偏光の方がレーザー損傷しきい値は低くなる。

繰返し周波数 30Hz）照射でも損傷しきい値は低下しな

第 20 回は、レンズやウィンドウの表面にコートされる

いという結果を得ている 7)。低吸収であれば照射による入射角 0°の反射防止膜を対象とした。反射防止膜の場

発熱が少なく、また熱拡散により局所的な温度上昇を抑合には、コートする基板の材質、粗さによりレーザー損えることが、繰返しパルス動作時の高耐力コートには重傷しきい値が変化するため、基板を表面粗さ 10Å以下

要であることを示している。

に研磨された合成石英ガラスと指定した。また、ガラス

上述の結果は、繰返しパルス数、周波数の条件が違う

裏面も同程度のエネルギー密度のレーザー光に曝されものの、全て繰返し照射による熱蓄積が光学素子の損傷ることから、裏面の表面粗さも表面と同程度であること

しきい値の低下要因であることを述べている。しかし、を要求した。
参加した企業数と個数は、第 19 回では 5 社 16 個、第近年、パルスエネルギーの小さいフェムト秒パルスレー
ザーにおいても、繰返し照射によりレーザー損傷しきい

20 回では 12 社 40 個であった。

値が低下するという報告がある 8)。パルスエネルギーが小さいため、発熱量も小さい。これは熱以外に損傷しき

４．評価装置と方法
レーザー損傷しきい値評価試験には、波長 1064 nm、い値を下げる要因があることを示唆している。
このように、繰返しパルス照射により光学素子のレーパルス幅 8.5 ns、繰返し周波数 5Hz の Q スイッチ

ザー損傷しきい値が低下する事実は共通の理解となっ

Nd:YAG レーザー（Spectra Physics 社 Quanta-ray）を使用ているが、その物理的過程については十分に理解されてした。縦モード、横モードともに単一モード発振器の出いない。

力を焦点距離 1500 mm のレンズを用いて試料上に集光した。試料に照射するレーザーの時間波形、エネルギー
は、PIN ダイオードとエネルギーメータでそれぞれ計測

３．評価光学素子の仕様
100-on-1 データベース化試験を行った1064nm 光学素した。また、試料表面と等価なイメージ点に CCD カメ

子の特性仕様と、参加企業数、試料数を表 2 に示す。第ラを設置し、試料上のビーム形状およびビームサイズを

19 回の評価対象は、レーザー装置内で多く使用されて計測した。照射レーザー光のエネルギーは、1/2 波長板

いる入射角 45°で、P 偏光に対して 99.5%以上の反射率とプレート型偏光子を用いて調整した。機械式シャッタを持つ高反射膜とした。P 偏光で S 偏光と同じ反射率をーをレーザー光路内に挿入し、開口時間 20 秒に設定し得るためには、より多くの層数が必要となる。また、一て、試料への照射パルス数を 100 パルスに制御した。

─ 45 ─

評価方法には、100-on-1（100 パルス照射毎に損傷の有無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）により観察して損傷発生の有無を確認した。レーザー損傷
しきい値は、損傷が発生した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。損傷しきい値はパルス幅の 1/2 乗に比例することか
ら、全てのしきい値はパルス幅 10ns の場合に換算し表記した。

(a) 損傷しきい値が最大の試料

５．高反射膜のレーザー損傷しきい値
図 1 に測定した 1064nm 用高反射ミラーの損傷しきい値の頻度分布を示す。第 19 回のデータベース化試験に用いた 16 個の試料の中で、損傷しきい値の最大値は159.7J/cm2、最小値は 34J/cm2 で、最大値と最小値の間に約 5 倍の開きが見られた。これら 2 つの試料において、損傷しきい値付近のエネルギー密度で照射した時の損傷の様子を図 2 に示す。損傷しきい値の低い試料（b）(b) 損傷しきい値が最小の試料

では、多層膜の表面層が剥がれている様子が確認できる。

図 2 損傷しきい値付近の損傷形状

つまり、表面層近くの境界に高い電界強度が存在し、境界部分から損傷を引き起こしていると考えられる。一方、高い損傷しきい値の試料（a）では、表面層が僅かに膨張しているか、もしくは屈折率変化を起していることが色の変化で確認できる。これら 2 つの試料では、多層膜構造の設計の段階で大きな違いがあることが分かる。今
回の最頻数の損傷しきい値は 40－50J/cm2 であった。

６．単一パルスによるレーザー損傷しきい値データベ

5ースとの比較
4

平成 20 年度（第 1 回）と平成 25 年度（第 11 回）に、同様の仕様の光学素子に対して 1 パルス照射による損3

傷しきい値を求めるデータベース化試験（1-on-1 試験）を既に実施している。今回の繰返しパルス 100-on-1 の2

結果と比較するために、図 3 に第 11 回データベース化

10

試験の結果を示す。このときの参加は 8 社、試料数 18個であり、今回とほぼ同じである。そのときの試料の中
0

50

100

150

200

損傷しきい値 [J/cm2]

図 1 1064nm 用高反射ミラー100-on-1 データベー
ス化試験結果で損傷しきい値最大値は 222J/cm2、最小値は 7J/cm2 であった。また最頻数しきい値は 30－40J/cm2 が得られている。今回の 100-on-1 試験結果と比較すると、最大値
─ 46 ─

ータベース化試験結果についてまとめ、過去の単一パル

7ス（1-on-1）試験結果との比較を行った。100-on-1 損傷
海外サンプル

6

しきい値頻度数分布は、1-on-1 試験の場合とほぼ同じで参加サンプル5ある。この結果は、繰返し周波数 5Hz では、繰返しパ

4

ルスによる損傷しきい値の低下は顕著に現われないことを示している。

3

今後、高繰返しレーザー装置を整備することにより、
2繰返し周波数、繰返しパルス数に対するデータを蓄積し、10

寿命評価へ繋げていく。
0

50

100

150

200

250

参考文献

2

損傷しきい値 [J/cm ]1） 本越伸二他: ILT 2017 レーザー技術総合研究所, 2017.

図 3 1064nm 用高反射ミラー1-on-1 データ

2） S.Motokoshi, et al.: Proc. of Laser-Induced Damage in Optical

ベース化試験結果（第 11 回）9)(b)

Materials 2010, SPIE 7842, 78420F-1, 2011.

222J/cm2 の試料を除くと、頻度分布はほぼ同じと見るこ

3） S.Motokoshi, et al.: Proc. of Laser-Induced Damage in Optical
Materials 2011, SPIE 8190, 81900I-1, 2012.

とができる。これは、繰返しパルス照射により損傷しきい値は低下する過去の結果と異なる。今回のデータベー

4）http://www.ilt.or.jp/kenkyukai.html

ス化試験は、繰返し周波数が 5Hz と比較的低い周波数

5）R.M.Wood, et al.: Nat. Bur. Stand (US) Spec. Publ. 669 (1984)44.

で実施したため、繰返しパルスによる影響が小さく、

6）L.D.Merkle, et al.: Nat. Bur. Stand. (US) Spec. Publ. 669(1984)50.

1-on-1 の結果と差がでなかったものと考えられる。

7）S.Motokoshi, et al.: Jap. J. Appl. Phys. 33 (1994) L1530.
8）M.Mero, et al.: Opt. Engineering 44 (2005) 051107.

７．まとめ
平成 30 年度に実施した波長 1064 nm 用高反射ミラー

9） 本越伸二他: ILT 2014 レーザー技術総合研究所, 2014

に対する繰返しパルスによる 100-on-1 損傷しきい値デ─ 47 ─

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
D. Li, Y. Wang, M. Nakajima, M. Tani, M. Hashida, M. R. Asakawa, Y. Wei, and著
者
S. Miyamoto
Coherent radiation at the fundamental frequency by a Smith-Purcell free-electron laser with
題目
dielectric substrate
論文誌名 Appl. Phys. Lett, 110, 151108, （2017）
K. Mori、K. Mori, M. Hashida, T. Nagashima, D. Li,
著
者
Kensuke Teramoto, Yoshihide Nakamiya, Shunsuke Inoue, and Shuji Sakabe
Directional linearly polarized terahertz emission from argon clusters irradiated by
題目
noncollinear double-pulse beams
論文誌名 Appl. Phys. Lett, 111, 241107 (2017)○レーザープロセス研究チーム
著者 T. Somekawa, T. Kitamura, and M. Fujita
題
目 Analysis of Taketomi Submarine Hot Spring Seawater for Laser Remote Sensing in Water
Extended Abstracts of the 24th Congress of International Commission for Optics,
論文誌名
P3-08,（2017）
著者 M. Fujita, T. Somekawa, M. Yoshida, N.Miyanaga, T. Nakase, and T. Kobayashi
題
目 Femtosecond-Laser-Induced Surface Texturing of Al-Si Alloy for Lower Friction Surface
論文誌名 Proceedings of Lasers in Manufacturing Conference 2017, #178,（2017）著
者 H. Chosrowjan, S. Taniguchi, T. Kitamura, M. Fujita, and Y. Izawa
Quantitative analysis of CW-regime, multi-pass amplifier output characteristics including
題目
optical losses
論文誌名 ALPS'17, The 6th Advanced Lasers and Photon Sources、ALPS14-6, 1-2,（2017）
著
者 T. Somekawa and M. Fujita
Raman spectroscopy measurement of CH4 gas and CH4 dissolved in water for laser remote題目sensing in water
論文誌名 Proc. ILRC28, 011_172,（2017）
著者 藤田雅之、染川智弘、宮永憲明
題
目 微細加工 こんなレーザが今後求められる
論文誌名 第87回レーザ加工学会講演論文集、pp.117-120、（2017）○レーザー計測研究チーム
S Kurahashi, K Mikami, T Kitamura, N. Hasegawa, H. Okada, S. Kondo, and M Nishikino,
著
者
T. Kawachi, Y. Shimada
Demonstration of Laser Remote Sensing for Internal Concrete Defects using a 25-Hz
題
目
Inspection Speed
論文誌名 Journal of Applied Remote Sensing,12(1),015009 ,（2018）著
者 島田義則、オレグ コチャエフ、倉橋慎理、北村俊幸
題目 レーザーのコンクリート欠陥診断への利用
論文誌名 レーザー研究、第45巻、第7号、p.399-402、（2017）
著者 島田義則、倉橋慎理、北村俊幸
題目 レーザーを用いたコンクリート欠陥技術の開発
論文誌名 光学、Vol.46、No.8、p.318-322、（2017）

─ 51 ─

著者 倉橋慎理、本越伸二、島田義則、大坪祐介、島原直樹
題目 レーザーを用いた水中コンクリート構造物の欠陥検査技術の開発
論文誌名 レーザー研究、第45巻、第7号、p.423-426、（2017）著
者 錦野将元、倉橋慎理、北村俊幸
題目 レーザー打音高速検査システムの開発
論文誌名 建設機械、2017年5月号、（2017）○レーザーバイオ化学研究チーム
K. Lugsanangarm, A. Nueangaudom, S. Pianwanit, S. Kokpol, N. Nunthaboot, F. Tanaka,
著
者
S. Taniguchi, and H. Chosrowjan
Dynamics of the Protein Structure of T169S Pyranose 2-Oxidase in Solution: Molecular
題目Dynamics Simulation
論文誌名 Proteins: Structure, Function, and Bioinformatics, Vol.85(10), pp.1913-1924,（2017）
A. Nueangaudom, K. Lugsanangarm, S. Pianwanit, S. Kokpol, N. Nunthaboot,著
者
F. Tanaka, S. Taniguchi, and H. Chosrowjan
New aspects in the structure of D-amino acid oxidase from porcine kidney in solution:
題目
Molecular dynamics simulation and photoinduced electron transfer
Full Chapter in the Book "Amino Acid - New Insights and Roles in Plant and Animal",
論文誌名
Chapter4, ISBN 978-953-51-3242-4, Chapter 4, pp.75-106,（2017）○レーザー技術開発室
著
者 S. Motokoshi, Y. Takemura, M. Yoshida, T. Jitsuno, M. Yoshimura
題
目 Laser-induced damage in silica glasses with double pulses irradiation
論文誌名 ALPS'17, The 6th Advanced Lasers and Photon Sources、, ALPS17-7,1-2,(2017)─ 52 ─

国際学会発表リスト○レーザーエネルギー研究チーム
D. Li, M. Nakajima, M. Hashida, M. Tani, M. Asakawa
著 者
Coherent radiation in terahertz regime from a composite grating
題 目
会議名 MTSA2017-OptoX NANO、2017年11月20日、Okayama, Japan○レーザープロセス研究チーム
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

M. Fujita, T. Somekawa, M. Yoshida, N. Miyanaga, T. Nakase, T. Kobayashi
Femtosecond-Laser-Induced Surface Texturing of Al-Si Alloy for Lower Friction Surface
Lasers in Manufacturing 2017，26-29 Jun 2017,Munich,Germany
H. Chosrowjan, S. Taniguchi, T. Kitamura, M. Fujita, Y. Izawa
Quantitative analysis of CW-regime, multi- pass amplifier output characteristics including
optical losses
The 6th Advance Lasers and Photon Sources，18-21 April 2017,Yokohama, Japan
T. Somekawa, M. Fujita
Raman Spectroscopic Measurements of CH4 Gas and CH4 Dissolved in Water for Laser
Remote Sensing in Water
28th International Laser Radar Conference ILRC28，25-30 June 2017,Bucharest,Romania
T. Somekawa,T. Kitamura, M. Fujita
Analysis of Taketomi Submarine Hot Spring Seawater for Laser Remote Sensing in Water
The 24th Congress of the International Commission for Optics ICO-24，21-25 August 2017,
Tokyo, Japan○レーザー計測研究チーム
著

者

題

目

会議名

S. Kurahashi, T. Kitamura, H. Okada, S. Kondo, K. Mikami, N. Hasegawa, M. Nishikino,
Y. Shimada
Development of High-speed Defect Inspection Technique for Concrete Structure using Laser
Hammering Method
Laser Solution for Space and the Earth 18-21 April 2017,Yokohama, Japan○バイオ化学研究チーム
著

者

題

目

会議名

T. Saiki, S. Uchida, S. Taniguchi
Recyclable Air Fuel Cells Using Sintered Nanopastes with reduced Mg nanoparticles preparedby Pulse Laser Ablation in Liquids
2017 CLEO Conference，16-18 May 2017,San Jose, CA,USA○レーザー技術開発室
著 者
題 目
会議名
著 者
題 目
会議名

S. Motokoshi, Y. Takemura, M. Yoshida, T. Jitsuno, M.i Yoshimura
Laser-induced damage in silica glasses with double pulses irradiation
The 6th Advanced Lasers and Photon Sources，18-21 April 2017,Yokohama,Japan
Y. Takemura, S. Motokoshi, M. Yoshida, T. Jitsuno, M. Yoshimura
Dependences of laser-induced damage threshold on pulse separation time for silica glasses
The 24th Congress of the International Commision for Optics，21-25 Aug. 2017,Tokyo,Japan─ 53 ─

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、中嶋誠
題 目 スミス・パーセル効果を用いたテラヘルツ帯光源開発研究の発展
テラヘルツ波科学技術と産業開拓第182委員会第32回研究会、2017年8月1日、大阪産業大学梅田サテライトキャンパス
著 者 李大治、中嶋誠、 橋田昌樹、谷正彦、 浅川誠
題 目 複合グレーティングによる電磁モード分散特性解析
会議名 第78回応用物理学会秋季学術講演会、2017年9月7日、福岡国際会議場

会議名

著 者
題 目
会議名
著 者
題 目

李大治、本越伸二
テラヘルツ波による電力設備劣化・欠陥検出の研究
電気材料技術懇談会、2017年9月27日、堂島リバーフォーラム
Phan ThanhNhat Khoa、李大治、加藤康作、谷正彦、吉村政志、中嶋誠
Research on the Radiative Eigenmodes in Terahertz Wave Region from Metallic Slit Array

会議名 第65回応用物理学会春季学術講演会、2018年3月7日、早稲田大学西早稲田キャンパス
著 者 李大治、中嶋誠、橋田昌樹、 谷正彦、浅川誠
題 目 新型放射を用いたスミス・パーセル自由電子レーザー
会議名
著 者
題 目
会議名

レーザー学会学術講演会第38回年次大会、2018年1月24日、京都市勧業館みやこめっせ
李大治、Phan ThanhNhat Khoa、加藤康作、中嶋誠
スミス・パーセル共鳴放射
GHz～ＴHz帯発振源の開発と応用研究会、2018年2月21日、核融合科学研究所○レーザープロセス研究チーム
著 者 藤田雅之、染川智弘
題 目 微細加工 こんなレーザが今後求められる
会議名 第87回レーザ加工学会講演会、2017年4月5日、産総研臨海副都心センター
著 者 藤田雅之
題 目 レーザーダイシングの開発と低ダメージ化・応用展開
会議名 AndTech社セミナー、2017年7月26日、高砂ビル 2F CMC+AndTech FORUM セミナールーム
著 者 染川智弘、藤田雅之
題 目 竹富島海底温泉の海水評価と海上ラマンライダーシステムの開発
会議名 レーザセンシングシンポジウム、2017年9月1日、情報通信研究機構
著 者 染川智弘、大塚昌孝、前田佳伸、藤田雅之
題 目 フェムト秒ダブルパルスLIBS法による信号増強効果のフルーエンス依存性
会議名 第78回応用物理学会秋季学術講演会、2017年9月5日、福岡国際会議場
著 者 谷口誠治、ハイク コスロービアン 、李大治、本越伸二 、藤田雅之 、井澤靖和
題 目 ゼロフォノンライン励起Yb:YAG TRAMレーザーの発振特性
会議名 第78回応用物理学会秋季学術講演会、2017年9月5日、福岡国際会議場
著 者 ハイク コスロービアン、谷口誠治
題 目 コーナーキューブレトロリフレクター共振器のレーザー特性
会議名 第78回応用物理学会秋季学術講演会、2017年9月6日、福岡国際会議場

─ 54 ─

藤田雅之、谷口誠治、ハイク コスロービアン、李大治、本越伸二、井澤靖和、西方伸吾、
森岡朋也、濱本浩一、田枝正寛 、池淵博 、大谷雄一 、金子毅 、井上直樹、醍醐浩之
題 目 ゼロフォノンライン励起Yb:YAG TRAMレーザーの熱特性
会議名 レーザー学会学術講演会第38回年次大会、2018年1月24日、京都市勧業館みやこめっせ

著 者

著 者
題 目
会議名
著 者

染川智弘、藤田雅之、宮永憲明
海上ラマンライダーの開発
レーザー学会学術講演会第38回年次大会、2018年1月25日、京都市勧業館みやこめっせ
染川智弘、大塚昌孝、久世宏明、前田佳伸、藤田雅之、宮永憲明
レーザー誘起ブレークダウン分光法を用いた大気中エアロゾルのリモート成分分析手法に

題 目 向けて

第43回リモートセンシングシンポジウム、2018年3月9日、
首都大学東京秋葉原サテライトキャンパス
谷口誠治、ハイク コスロービアン、李大治、本越伸二、藤田雅之、井澤靖和、西方伸吾、
著 者
森岡朋也、濱本浩一、池淵博、大谷雄一、金子毅、井上直樹、醍醐浩之
題 目 ゼロフォノンライン励起 Yb:YAG TRAM レーザーの出力特性
会議名 第65回応用物理学会春季学術講演会、2018年3月17日、早稲田大学西早稲田キャンパス

会議名

著 者
題 目
会議名
著 者
題 目
会議名

ハイク コスロービアン、谷口誠治
アキシコンレトロリフレクター共振器のレーザー特性
第65回応用物理学会春季学術講演会、2018年3月18日、早稲田大学西早稲田キャンパス
染川智弘、倉橋慎理、藤田雅之、宮永憲明
海上ラマンライダーの開発
第65回応用物理学会春季学術講演会、2018年3月20日、早稲田大学西早稲田キャンパス○レーザー計測研究チーム
著 者 島田義則
題 目 レーザーが拓くコンクリートインフラ構造物の健全性評価技術
会議名 スマートインフラセンサ利用研究会、2017年6月28日、関西情報センター
著 者 御崎哲一、保田尚俊、 島田義則 、篠田昌弘、 江本茂夫
題 目 レーザーを用いた新幹線トンネル覆工コンクリート欠陥検査手法の開発
会議名 土木学会全国大会、2017年9月11日、九州大学
著 者 藤田雅之、島田義則、オレグ コチャエフ、倉橋慎理
題 目 レーザーを用いたコンクリート欠陥の高速遠隔検査技術の開発
会議名 フォトニクス技術フォーラム、2017年10月2日、大阪科学技術センター
著 者 島田義則
題 目 レーザーを用いたコンクリート欠陥検査技術
会議名
著 者
題 目
会議名
著 者
題 目
会議名

平成29年度地域中核企業創出・⽀援事業特別講演会 ロボットフォトニクス産業の創出を目指して 、2017年10月24日、大阪科学技術センター
島田義則
レーザーによるインフラ非破壊診断
第9回光科学フォーラムサミット、光科学による新たな産業応用、2017年11月15日、
科学技術館
三上勝大、中島大輔 、北村俊幸、 長谷川 登、岡田登、岡田大、近藤修司、錦野修司、
錦野将元、倉橋慎理、島田義則、名倉武雄、河奈裕正、松 守雄、中村雅也
レーザ誘起振動 波診断 による固定具設置強度の評価
レーザー学会学術講演会第38回年次大会、2017年1月25日、京都市勧業館みやこめっせ─ 55 ─

倉橋慎理、北村俊幸、岡田大、近藤修司、三上勝大、長谷川登、李大治、錦野将元、

著 者 河内哲哉、乗松孝好、島田義則
題 目 屋外利用を目指したレーザーによるコンクリート構造物内部欠陥検出の高速化技術の開発
会議名 レーザー学会学術講演会第38回年次大会、2017年1月25日、京都市勧業館みやこめっせ
島田義則、倉橋慎理、オレグ コチャエフ、長谷川登、錦野将元、三上勝大、北村俊幸、

著 者 岡田大、近藤修司、河内哲哉、乗松孝好
題 目 レーザーを用いたコンクリート欠陥リモートセンシング技術

電気学会 光・量子デバイス研究会 社会課題解決のための光源技術 、2018年3月2日、東海大学 湘南キャンパス
倉橋慎理、北村俊幸、岡田大、近藤修司、三上勝大、長谷川登、李大治、錦野将元、者 河内哲哉、乗松孝好、島田義則

会議名著

題 目 レーザーによるコンクリート構造物内部欠陥検査手法の高速化と屋外検査装置の開発
会議名 平成30年電気学会全国大会、2018年3月15日、九州大学伊都キャンパス○理論・シミュレーションチーム
著 者 古河裕之、山中千博、近藤斎、杉浦繁貴
題 目 TEC変化に影響を及ぼす地下電気分極の深さ依存性および方向依存性
会議名 地震先行現象研究会、2018年3月21日、コンポン研究所○レーザー技術開発室
著 者 竹村有輝、本越伸二、吉村政志、實野孝久、藤岡加奈、小川 遼、吉田 実
題 目 繰返しパルスレーザーによる石英ガラスの損傷しきい値と透過率の評価
会議名 レーザー学会学術講演会第38回年次大会、2018年1月24日、京都市勧業館みやこめっせ
著 者 本越伸二
題 目 石英ガラスのレーザー損傷
会議名 第3回光材料・応用技術研究会、2017年11月10日、宝塚ホテル

─ 56 ─

事 業 報 告 書 ஦ ᴗ ሗ ࿌ ᭩㸦ᖹᡂ 2㸷ᖺᗘ㸧ᴫ ἣ࣮ࣞࢨ࣮ᢏ⾡⥲ྜ◊✲ᡤࡣࠊ࣮ࣞࢨ࣮࠾ࡼࡧࡑࡢ㛵㐃⏘ᴗࡢ᣺⯆ࢆᅗࡾࠊᡃࡀᅜ
ࡢᏛ⾡ࡢ㐍ᒎ࡜⛉Ꮫᢏ⾡ࡢⓎᒎ࡟㈉⊩ࡍࡿࡇ࡜ࢆ㈐ົ࡜ࡋࠊ࣮ࣞࢨ࣮࡜ࡑࡢᛂ⏝࡟㛵ࡍࡿ◊✲㛤Ⓨࠊㄪᰝࠊ᝟ሗࡢ཰㞟࣭ᥦ౪ࠊேᮦࡢ㣴ᡂ࡞࡝ࡢ஦ᴗࢆ㗦ព᥎㐍ࡍ࡭ࡃάືࡋ࡚ࡁࡓࠋᖹᡂ 29 ᖺᗘ࡟࠾࠸࡚ࡶ㛵ಀྛ఩ࡢ༠ຊࢆᚓ࡚ࠊᴫࡡィ⏬࡝࠾ࡾάືࡍࡿࡇ࡜ࡀ࡛ࡁࡓࠋ
࠙ᖹᡂ 29 ᖺᗘࡢ୺࡞ᡂᯝࠚ
⏘ᴗ⏝࣮ࣞࢨ࣮㛤Ⓨࣉࣟࢪ࢙ࢡࢺ◊✲࡟࠾࠸࡚ࡣࠊ኱ฟຊᅛయ࣮ࣞࢨ࣮࡟ᚲせ࡜ࡉࢀࡿᇶ┙ᢏ⾡ࡢ㛤Ⓨࢆ┠ᶆ࡟࣮ࣞࢨ࣮Ⓨ᣺ᐇ㦂ࢆ⾜࠸ࠊᐊ࡛ࡢືస≉ᛶࢆゎᯒࡍࡿࡇ࡜࡟ࡼࡾࢮࣟࣇ࢛ࣀࣥࣛ࢖ࣥບ㉳᪉ᘧࡢⓎ⇕పῶຠᯝࢆ☜ㄆࡋࡓࠋࢥࣥࢡ࣮ࣜࢺᵓ㐀≀೺඲ᛶホ౯ᢏ⾡㛤Ⓨࣉࣟࢪ࢙ࢡࢺ◊✲࡛ࡣࠊࢺࣥࢿࣝそᕤࢥࣥࢡ࣮ࣜࢺࢆᑐ㇟࡜ࡋ࡚ࠊᵓ㐀≀ࡢ⤒ᖺຎ໬ࢆ㧗㏿᳨࡛ᰝࡋࠊࡑࡢ೺඲ᛶࢆホ౯ࡍࡿᢏ⾡ࡢ◊✲ࢆ㐍ࡵࡓࠋ࣮ࣞࢨ࣮࢚ࢿࣝࢠ࣮ศ㔝࡟࠾࠸࡚ࡣࠊࢸࣛ࣊ࣝࢶග※㛤Ⓨࡢࡓࡵࠊ」ྜᵓ㐀య࡟࠾ࡅࡿ㟁☢Ἴࡢᨺᑕ≉ᛶࢆ⌮ㄽゎᯒ࡟ࡼࡾண

ࡋࠊ᪂ᆺࢸࣛ࣊ࣝࢶἼᨺᑕࡢྍ⬟ᛶࢆ♧ࡋࡓࠋࡲࡓࠊࢸࣛ࣊ࣝࢶἼࡢタഛࡢデ᩿ࡸ᳨ᰝ࡬ࡢᛂ⏝࡟㛵ࡍࡿ◊✲ࢆ㐍ࡵࡓࠋ࣮ࣞࢨ࣮ࣉࣟࢭࢫศ㔝࡛ࡣࠊࣇ࢙࣒ࢺ⛊ࣃࣝࢫࢆ⏝࠸࡚㔠ᒓ࣭༙ᑟయ➼ྛ✀ᮦᩱࡢຍᕤ≉ᛶ࡟㛵ࡍࡿ◊✲ࢆ㐍ࡵࠊᚤ⣽࿘ᮇᵓ㐀ࡢᛂ⏝࡟ࡘ࠸᳨࡚ウࢆ⾜࠺࡞࡝ࠊࣞ
࣮ࢨ࣮ࣉࣟࢭࢫࡢ㧗ᛶ⬟໬࡟㈨ࡍࡿᇶ┙ᢏ⾡ࢆ㛤Ⓨࡋࡓࠋࡲࡓࠊ㓟໬ள㖄ࡢ⁐ᾮ୰㑏ඖ࡜ᚤ⣽໬ࠊ✵Ẽ㟁ụ࡬ࡢᛂ⏝ࢆ┠ᶆ࡟ࠊ⁐፹ຠᯝ࡞࡝ࢼࣀ⢏Ꮚస〇ࡢ㧗ຠ⋡໬࡟ࡘ࠸࡚◊✲ࢆ㐍ࡵࡓࠋ࣮ࣞࢨ࣮ィศ㔝࡟࠾࠸࡚ࡣࠊ࣮ࣜࣔࢺࢭࣥࢩࣥࢢᢏ⾡ࢆ㧗ᯫᶫ࡞࡝ࡢ࢖ࣥࣇࣛ

ᵓ㐀≀೺඲ᛶホ౯࡟㐺⏝ࡍࡿࡓࡵࡢᢏ⾡㛤Ⓨ࡟ຍ࠼ࠊ኱Ẽ୰࢚࢔ࣟࢰࣝࡢ㐲㝸ᡂศศᯒ࡟ྥࡅࡓᇶ♏᳨ウࠊỈ୰࣮ࣞࢨ࣮ࣔࢽࢱࣜࣥࢢࡢᐇ⌧࡟ྥࡅࡓᾏୖ࡛ࡢ࣐ࣛࣥ
ࣛ࢖ࢲ࣮ヨ㦂ࡢᐇ᪋ࠊ⏘ᴗᛂ⏝ࢆ┠ᣦࡋࡓ㉥እᇦ࡛ࡢ࢞ࢫࡢ྾཰ィ࡟㛵ࡍࡿᇶ♏

◊✲ࢆᐇ᪋ࡋࡓࠋ
࣮ࣞࢨ࣮ࣂ࢖࢜໬Ꮫศ㔝࡛ࡣࠊ๰⸆ࠊ⺮ⓑ㉁ࡢගࢹࣂ࢖ࢫ࡞࡝࡬ࡢᛂ⏝ࢆ┠ⓗ࡜ࡋࠊ⺮ⓑ㉁࣭㓝⣲࡞࡝ࡢᶵ⬟ゎ᫂࠾ࡼࡧ⸆๣࡟ࡼࡿᶵ⬟㜼ᐖຠᯝ࡟㛵ࡍࡿ◊✲ࢆ㐍ࡵࡓࠋ─ 59 ─

⌮ㄽࢩ࣑࣮ࣗࣞࢩࣙࣥศ㔝࡟࠾࠸࡚ࡣࠊ࣮ࣞࢨ࣮࡜≀㉁ࡢ┦஫స⏝࡟㛵ࡍࡿ⌮ㄽⓗ◊✲ࢆᖜᗈࡃ⾜࠸ࠊྛ◊✲ࢳ࣮࣒ࡀ⾜࠺ᐇ㦂◊✲ࢆᨭ᥼ࡍࡿ࡜࡜ࡶ࡟ࠊ࣮ࣞࢨ࣮
ࣆ࣮ࢽࣥࢢࡸ࣮ࣞࢨ࣮ຍᕤ࡞࡝⏘ᴗᛂ⏝࡟᭷⏝࡞ࢹ࣮ࢱࢆᥦ౪ࡋࡓࠋ
࣮ࣞࢨ࣮ᢏ⾡㛤Ⓨᐊ࡟࠾࠸࡚ࡣࠊ࣮ࣞࢨ࣮ຍᕤ≉ᛶࡢホ౯ᡭἲ࡟㛵ࡍࡿᇶ♏ᢏ⾡㛤Ⓨࢆ⾜ࡗࡓࠋࡲࡓࠊྍどගࣇ࢓࢖ࣂ࣮࣮ࣞࢨ࣮࡛ࡣࠊࣇ࢓࢖ࣂ࣮➃㠃ฎ⌮ࡢᨵၿ࡟ࡼࡗ࡚ከᒙ⭷࣑࣮ࣛࢥ࣮ࢺࡢ⪏ᛶྥୖࢆᅗࡿ࡞࡝ࠊ᪂ᮦᩱ࣭᪂ᢏ⾡ࡢ㛤Ⓨ࡟ࡶຊࢆධࢀ࡚࠸ࡿࠋ
ᬑཬၨⓎάື࡛ࡣࠊ◊✲ᡂᯝሗ࿌఍ࡢ㛤ദ(7 ᭶ࠊ11 ᭶)ࠊᶵ㛵ㄅࠕ࣮ࣞࢨ࣮ࢡࣟ
ࢫࠖࡢⓎ⾜(᭶ห)ࠊ࣮࣒࣮࣍࣌ࢪ࠾ࡼࡧ࣓࣮ࣝ㓄ಙ࡟ࡼࡿ᝟ሗⓎಙࠊ࣮ࣞࢨ࣮EXPO
2017 ࡬ࡢฟᒎ(4 ᭶)࡞࡝ࢆᐇ᪋ࡋࠊ◊✲ᡂᯝ➼ࡢ✚ᴟⓗ࡞Ⓨಙ࡟ດࡵࡓࠋ㸯㸬ᙺဨ➼ࡢ␗ື 㸦⌮஦㸧
ᖺ᭶᪥
ᑵ௵
㏥௵
ඤ⋢ ஢♸
␪ᆅ  ᏹH29.4.11
໭ᓥ ᑦྐ
ᑠ㔝ᑎṇὒ
H29.9.21 㸦ホ㆟ဨ㸧
ᖺ᭶᪥
ᑵ௵
㏥௵
H29.8.9
Ἑෆ ဴဢෆᾏ  ΅H29.8.9すෆ  ㄔຍ⸨ ᭷୍
H29.8.9
ᮌᓥ ࿴ኵ௝⸨ ᩄ࿴
㸰㸬ᙺဨ఍➼ࡢ㛤ദ(1)⌮஦఍   ➨ 22 ᅇ⌮஦఍ 㸦ᖹᡂ 29 ᖺ 6 ᭶ 2 ᪥ 㛵㟁఍㤋㸧    Ỵ㆟஦㡯    ࣭ᖹᡂ 28 ᖺᗘ஦ᴗሗ࿌᭩    ࣭ᖹᡂ 28 ᖺᗘ㈈ົㅖ⾲    ࣭ෆ㛶ᗓ࡬ࡢᐃᮇሗ࿌    ࣭ᐃ᫬ホ㆟ဨ఍ࡢ᪥᫬ཬࡧሙᡤ࡞ࡽࡧ࡟┠ⓗ࡛࠶ࡿ஦㡯    ሗ࿌஦㡯    ࣭⫋ົᇳ⾜≧ἣࡢሗ࿌    ࣭➨ 15 ᅇホ㆟ဨ఍㸦⮫᫬㸧ࡢỴ㆟ෆᐜ─ 60 ─   ➨ 23 ᅇ⌮஦఍ 㸦ᖹᡂ 29 ᖺ 7 ᭶ 25 ᪥ ࡳ࡞ࡋỴ㆟㸧    Ỵ㆟஦㡯࣭⮫᫬ࡢ➨ 17 ᅇホ㆟ဨ఍ࡢᣍ㞟ཬࡧ┠ⓗ࡛࠶ࡿ஦㡯    ሗ࿌஦㡯    ࣭➨ 16 ᅇホ㆟ဨ఍ࡢỴ㆟ෆᐜ   ➨ 24 ᅇ⌮஦఍ 㸦ᖹᡂ 29 ᖺ 8 ᭶ 28 ᪥ ࡳ࡞ࡋỴ㆟㸧    Ỵ㆟஦㡯࣭⮫᫬ࡢ➨ 18 ᅇホ㆟ဨ఍ࡢᣍ㞟ཬࡧ┠ⓗ࡛࠶ࡿ஦㡯    ሗ࿌஦㡯    ࣭➨ 17 ᅇホ㆟ဨ఍㸦⮫᫬㸧ࡢỴ㆟ෆᐜ   ➨ 25 ᅇ⌮஦఍ 㸦ᖹᡂ 30 ᖺ 3 ᭶ 13 ᪥ 㛵㟁఍㤋㸧    Ỵ㆟஦㡯    ࣭ᖹᡂ 30 ᖺᗘ஦ᴗィ⏬᭩    ࣭ᖹᡂ 30 ᖺᗘ཰ᨭண⟬᭩ཬࡧ㈨㔠ㄪ㐩ཬࡧタഛᢞ㈨ࡢぢ㎸ࡳ࡟ࡘ࠸࡚    ࣭ㅖつ⛬ࡢኚ᭦ཬࡧไᐃ    ࣭⮫᫬ࡢ➨ 19 ᅇホ㆟ဨ఍ࡢᣍ㞟ཬࡧ┠ⓗ࡛࠶ࡿ஦㡯    ሗ࿌஦㡯    ࣭⫋ົᇳ⾜≧ἣࡢሗ࿌    ࣭➨ 18 ᅇホ㆟ဨ఍㸦⮫᫬㸧ࡢỴ㆟ෆᐜ
(2)ホ㆟ဨ఍   ➨ 15 ᅇホ㆟ဨ఍ 㸦ᖹᡂ 29 ᖺ 4 ᭶ 11 ᪥ ࡳ࡞ࡋỴ㆟㸧    Ỵ㆟஦㡯    ࣭⌮஦ࡢ㑅௵ሗ࿌஦㡯    ࣭➨ 20 ᅇ⌮஦఍㸦⮫᫬㸧ࡢỴ㆟ෆᐜ    ࣭➨ 21 ᅇ⌮஦఍ࡢỴ㆟ෆᐜ   ➨ 16 ᅇホ㆟ဨ఍ 㸦ᖹᡂ 29 ᖺ 6 ᭶ 21 ᪥ 㛵㟁఍㤋㸧    Ỵ㆟஦㡯    ࣭ᖹᡂ 28 ᖺᗘ㈈ົㅖ⾲ࡢᢎㄆ    ሗ࿌஦㡯    ࣭➨ 22 ᅇ⌮஦఍ࡢỴ㆟ෆෆᐜ    ࣭ᖹᡂ 28 ᖺᗘ஦ᴗሗ࿌
➨ 17 ᅇホ㆟ဨ఍ 㸦ᖹᡂ 29 ᖺ 8 ᭶ 9 ᪥ ࡳ࡞ࡋỴ㆟㸧    Ỵ㆟஦㡯    ࣭ホ㆟ဨࡢ㑅௵─ 61 ─ሗ࿌஦㡯    ࣭➨ 23 ᅇ⌮஦఍㸦⮫᫬㸧ࡢỴ㆟ෆᐜ
➨ 18 ᅇホ㆟ဨ఍ 㸦ᖹᡂ 29 ᖺ 9 ᭶ 21 ᪥ ࡳ࡞ࡋỴ㆟㸧    Ỵ㆟஦㡯    ࣭⌮஦ࡢ㑅௵ሗ࿌஦㡯    ࣭➨ 24 ᅇ⌮஦఍㸦⮫᫬㸧ࡢỴ㆟ෆᐜ㸱㸬㈶ຓ఍ဨ≧ἣ  ᖹᡂ 29 ᖺᗘᮎ఍ဨᩘ 

41 ♫  84.5 ཱྀ㸲㸬Ꮫ఍࠾ࡼࡧㄽᩥⓎ⾲Ꮫ఍Ⓨ⾲     ㄽᩥⓎ⾲       

39 ௳ 㸦ᅜෆ㸸30 ௳ࠊᅜእ㸸9 ௳㸧
15 ௳ 㸦ᅜෆ㸸6 ௳ࠊᅜእ㸸9 ௳㸧㸳㸬≉チ➼ฟ㢪௳ᩘ  ᖹᡂ 29 ᖺᗘฟ㢪௳ᩘ  2௳  ᖹᡂ 29 ᖺᗘᮎ≉チಖ᭷௳ᩘ 25 ௳㸦Ⓩ㘓῭㸸23 ௳ࠊබ㛤῭㸸0 ௳㸧─ 62 ─

Ϩ  ◊ ✲ 㛤 Ⓨ ࠾ ࡼ ࡧ ㄪ ᰝ ஦ ᴗ  ◊✲㛤Ⓨࡢ᥎㐍࡜ᡂᯝࡢᣑ඘ࢆᅗࡿࡓࡵࠊ◊✲㒊㛛࡛ࡣୗグࡢ஦ᴗάືࢆᐇ᪋ࡋ
ࡓࠋ㸯㸬◊✲ㄪᰝ஦ᴗ
࠙⏘ᴗ⏝࣮ࣞࢨ࣮㛤Ⓨࣉࣟࢪ࢙ࢡࢺ◊✲ࠚ ┬࢚ࢿࣝࢠ࣮ຠᯝࡀᮇᚅࡉࢀࡿ࣮ࣞࢨ࣮ຍᕤᢏ⾡ࡢⓎᒎ࡟ά⏝ࡍࡿࡓࡵࠊkW ⣭኱ฟຊᅛయ࣮ࣞࢨ࣮ࡢ㛤Ⓨࢆ㐍ࡵ࡚࠸ࡿࠋᐊ ືస࣮ࣞࢨ࣮ࡢⓎ᣺≉ᛶࢆゎᯒࡋࠊࢮࣟࣇ࢛ࣀࣥࣛ࢖ࣥບ㉳᪉ᘧ࡛Ⓨ⇕పῶຠᯝࢆ☜ㄆࡋࡓࠋ
㹙㛵㐃ࡍࡿ୺࡞ཷク࣭ඹྠ◊✲㹛 ࣭ࢮࣟࣇ࢛ࣀࣥࣛ࢖ࣥບ㉳᪂ᆺ㧗ฟຊ Yb:YAG ࢭ࣑ࣛࢵࢡ࣮ࣞࢨ
࠙ࢥࣥࢡ࣮ࣜࢺᵓ㐀యࡢ೺඲ᛶホ౯ᢏ⾡㛤Ⓨࣉࣟࢪ࢙ࢡࢺ◊✲ࠚࢺࣥࢿࣝそᕤࢥࣥࢡ࣮ࣜࢺࢆᑐ㇟࡜ࡋ࡚ࠊࢥࣥࢡ࣮ࣜࢺᵓ㐀యࡢ⤒ᖺຎ໬ࢆ㧗㏿᳨࡛ᰝࡋࠊ೺඲ᛶࢆホ౯ࡍࡿᢏ⾡㛤Ⓨࢆ㐍ࡵࡓࠋᙜ◊✲ᡤࡀ㛤Ⓨࡋࡓࢥࣥࢡ࣮ࣜࢺ
㧗㏿デ᩿ᢏ⾡࡜㔞Ꮚ⛉Ꮫᢏ⾡◊✲㛤Ⓨᶵᵓࡀ㛤Ⓨࡋࡓ㧗⧞ࡾ㏉ࡋ࣮ࣞࢨ࣮ᢏ⾡࡜ࢆ⤌ࡳྜࢃࡏࡓ᳨ᰝࢩࢫࢸ࣒ࢆᵓ⠏ࡋ࡚ࠊ᪋ᕤᢏ⾡⥲ྜ◊✲ᡤࡢᶍᨃࢺࣥࢿ࡛ࣝᛶ⬟☜ㄆヨ㦂ࢆᐇ᪋ࡋࠊ50Hz ࡛ࡢ㧗㏿᳨ᰝࡀྍ⬟࡛࠶ࡿࡇ࡜ࢆᐇドࡋࡓࠋ㹙㛵㐃ࡍࡿ୺࡞ཷク࣭ඹྠ◊✲㹛࣭࣮ࣞࢨ࣮ࢆά⏝ࡋࡓ㧗ᛶ⬟࣭㠀◚ቯຎ໬࢖ࣥࣇࣛデ᩿ᢏ⾡ࡢ◊✲㛤Ⓨ࣮࠙ࣞࢨ࣮࢚ࢿࣝࢠ࣮◊✲ࢳ࣮࣒ࠚ ࣮ࣞࢨ࣮࢚ࢿࣝࢠ࣮ࡢ᪂ࡋ࠸ᛂ⏝ศ㔝ࢆ㛤ᣅࡍࡿࡓࡵࠊࢸࣛ࣊ࣝࢶἼࡢග※㛤Ⓨ࡜ࠊタഛࡢデ᩿ࡸ᳨ᰝ࡬ࡢᛂ⏝࡟㛵ࡍࡿ◊✲ࢆ⾜ࡗࡓࠋ(1)」ྜᵓ㐀య࡟ࡼࡿࢸࣛ࣊ࣝࢶἼᨺᑕࡢ◊✲㔠ᒓ࿘ᮇᵓ㐀య࡜ㄏ㟁యࢆ⤌ࡳྜࢃࡏࡓ」ྜᵓ㐀య࠿ࡽࡢ㟁☢Ἴࡢᨺᑕ≉ᛶࢆࠊ⌮ㄽ࡜ࢩ࣑࣮ࣗࣞࢩࣙࣥ࡟ࡼࡾゎᯒࡋࠊᣦྥᛶࡀࡼࡃ༢Ⰽࡢ᪂ᆺࢸࣛ࣊ࣝࢶἼᨺᑕ
ග※ࡢྍ⬟ᛶࢆ♧ࡋࡓࠋ」ྜᵓ㐀యࡢ〇స࡜᳨ドᐇ㦂ࡢ᳨ウࢆ㛤ጞࡋࡓࠋ(2) ࢸࣛ࣊ࣝࢶἼ࡟ࡼࡿタഛࡢデ᳨᩿࣭ᰝ◊✲ ࢩࣜࢥ࣮ࣥࢦ࣒ࡸࣉࣛࢫࢳࢵࢡᮦᩱ࡞࡝ࡢ㟁ຊタഛ⏝⤯⦕ᮦᩱ࡟ࡘ࠸࡚ࠊࡑࡢෆ
㒊Ḟ㝗ࢆࢸࣛ࣊ࣝࢶἼ࡛デ᩿ࡍࡿࡓࡵࡢᇶ♏ᐇ㦂ࢆᐇ᪋ࡋ࡚ࡁࡓࠋࢸࣛ࣊ࣝࢶἼ཯
ᑕಙྕ࡟ࡼࡾࠊ⤯⦕ᮦᩱෆ㒊ࡢ๤㞳ࠊᾐỈ࡞࡝ࡢ␗ᖖࢆデ᩿࡛ࡁࡿࡇ࡜ࢆᐇ㦂᳨࡛ドࡋࡓࠋ─ 63 ─

㹙㛵㐃ࡍࡿ୺࡞ཷク࣭ඹྠ◊✲㹛࣭ࢸࣛ࣊ࣝࢶග※ࡢ㛤Ⓨ◊✲࣭࣓ࢱ࣐ࢸࣜ࢔ࣝ࡟ࡼࡿࢥࣄ࣮ࣞࣥࢺᨺᑕගࡢᇶ♏◊✲࣮࠙ࣞࢨ࣮ࣉࣟࢭࢫ◊✲ࢳ࣮࣒ࠚ ࣮ࣞࢨ࣮ຍᕤ≉ᛶࡢホ౯ヨ㦂ࠊᇶ♏ᢏ⾡㛤Ⓨࢆ⾜࠺࡜࡜ࡶ࡟ࠊ࣮ࣞࢨ࣮ࣉࣟࢭࢫ
ᢏ⾡ࡢ㧗ᗘ໬࡟㈨ࡍࡿᇶ┙ᢏ⾡ࢆ㛤Ⓨࡋࡓࠋ(1) ࣇ࢙࣒ࢺ⛊࣮ࣞࢨ࣮ຍᕤ࡟㛵ࡍࡿ◊✲ࣇ࢙࣒ࢺ⛊ࣃࣝࢫࢆ⏝࠸࡚㔠ᒓ࣭༙ᑟయ➼ྛ✀ᮦᩱࡢຍᕤ≉ᛶ࡟㛵ࡍࡿ◊✲ࢆ㐍ࡵࠊࢼࣀ࿘ᮇᵓ㐀ࡢᛂ⏝࡟ࡘ࠸᳨࡚ウࢆ⾜ࡗࡓࠋ(2) ࢖ࣥࣇࣛᵓ㐀≀࡬ࡢ࣮ࣞࢨ࣮ຍᕤ㐺⏝ᛶ࡟㛵ࡍࡿ◊✲࢖ࣥࣇࣛᵓ㐀≀࡬ࡢ࣮ࣞࢨ࣮ຍᕤᛂ⏝ࢆ┠ᣦࡋ࡚ࠊCW ࣇ࢓࢖ࣂ࣮࣮ࣞࢨ࣮ࢆ⏝࠸ࡓࢥࣥࢡ࣮ࣜࢺࡸ㕲➽➼ࡢษ᩿ࠊ⿵ಟ࡟㛵ࡍࡿᇶ♏◊✲ࢆ㛤ጞࡋࡓࠋ
(3) ࣮ࣞࢨ࣮࡟ࡼࡿࢼࣀ⢏Ꮚ⏕ᡂᢏ⾡ࡢ◊✲㓟໬ள㖄ࡢ⁐ᾮ୰㑏ඖ࡜ᚤ⣽໬ࠊ✵Ẽ㟁ụ࡬ࡢᛂ⏝ࢆ┠ᶆ࡟ࠊ⁐፹ຠᯝ࡞࡝ࢼࣀ⢏Ꮚస〇ࡢ㧗ຠ⋡໬࡟ࡘ࠸࡚◊✲ࢆ㐍ࡵࡓࠋࡲࡓࠊࢱࣥࢢࢫࢸࣥ࡞࡝ࡢ㧗⼥Ⅼᮦᩱࡢࢼࣀ⢏Ꮚస〇ᡂᢏ⾡ࡢ◊✲ࡶ㐍ࡵࡓࠋ㹙㛵㐃ࡍࡿ୺࡞ཷク࣭ඹྠ◊✲㹛࣭࢖ࣥࣇࣛᵓ㐀≀࡬ࡢ࣮ࣞࢨ࣮ຍᕤ㐺⏝ᛶࡢ◊✲࣮࠙ࣞࢨ࣮ィ ◊✲ࢳ࣮࣒ࠚ
㧗ᯫᶫࡸᘓ⠏≀࡞࡝ࡢ࢖ࣥࣇࣛᵓ㐀≀ࡢ೺඲ᛶホ౯ࡸ⎔ቃ୰ࡢᚤ㔞≀㉁ศᯒ࡟㐺⏝࡛ࡁࡿ᪂ࡋ࠸࣮ࣞࢨ࣮ィ ᢏ⾡ࡢ㛤Ⓨ◊✲ࢆ㐍ࡵ࡚࠸ࡿࠋ(1) ࣮ࣞࢨ࣮ࢆ⏝࠸ࡓ࣮ࣜࣔࢺࢭࣥࢩࣥࢢᢏ⾡࡟㛵ࡍࡿ◊✲㧗ᯫᶫᗋ∧᳨ᰝࢆࡵࡊࡋ࡚㛤Ⓨࡋ࡚ࡁࡓ࣮ࣞࢨ࣮ᕪືᖸ΅ᢏ⾡ࢆࠊ୕ὠᒇ㊬⥺ᶫ༑୕㸪኱㜰 ࡸ㜰ᮾ኱ᶫ ᨺฟ㸪኱㜰 ࡞࡝ࡢ⌧ሙ࡛ᐇ⎔ቃヨ㦂ࡋࠊ㗰ᯈᗋ∧Ḟ㝗ࡢ㐲㝸ィ ࡢ᭷ຠᛶࢆᐇドࡋࡓࠋ(2)࣮ࣞࢨ࣮ࢆ⏝࠸ࡓ⎔ቃホ౯ᢏ⾡ࡢ◊✲኱Ẽ୰ࡢ࢚࢔ࣟࢰࣝࡸ᭷ᐖ࢞ࢫࠊᾏỈ୰ࡢ࢞ࢫᡂศ࡞࡝ࡢ㐲㝸ศᯒ࡟ྥࡅࡓᇶ♏
᳨ウࢆᐇ᪋ࡋࡓࠋࡲࡓࠊඹ㬆࣐ࣛࣥࣛ࢖ࢲ࣮ࡢ㛤Ⓨ࡜ࡑࢀ࡟ᚲせ࡞῝⣸እᇦࡢἼ㛗ྍኚ࣮ࣞࢨ࣮ࡢ᳨ウࢆ㛤ጞࡋࡓࠋ㹙㛵㐃ࡍࡿ୺࡞ཷク࣭ඹྠ◊✲㹛࣭࣮ࣞࢨ࣮࡟ࡼࡿ⿵ᙉᶫᱱᗋ∧Ḟ㝗㒊ࡢ࣮ࣜࣔࢺࢭࣥࢩࣥࢢᢏ⾡㛤Ⓨ࡜ᐇ⏝໬
─ 64 ─ ࣭࣮ࣞࢨ࣮࣐ࣛࣥᩓ஘ࢆ⏝࠸ࡓᾏỈ⁐Ꮡᡂศ ᐃἲࡢ㛤Ⓨ࣭ࣇ࢙࣒ࢺ⛊࣮ࣞࢨ࣮ࢆ⏝࠸ࡓ࣮ࣞࢨ࣮ㄏ㉳ࣈ࣮ࣞࢡࢲ࢘ࣥศගἲ࡟㛵ࡍࡿ◊✲࣭࣮ࣞࢨ࣮࡟ࡼࡿ▼Ⅳࢧ࢖ࣟෆ &2 ⃰ᗘ ᐃࡢᐇ⌧ᛶ࡟㛵ࡍࡿㄪᰝ◊✲࣭ඹ㬆࣐ࣛࣥຠᯝ࡟ࡼࡿ኱Ẽ୰ᚤ㔞᭷ᐖ≀㉁㐲㝸ィ ᢏ⾡ࡢ㛤Ⓨ࣮࠙ࣞࢨ࣮ࣂ࢖࢜໬Ꮫ◊✲ࢳ࣮࣒ࠚ
⺮ⓑ㉁࣭㓝⣲ࡢගࢹࣂ࢖ࢫࠊ๰⸆࡞࡝࡬ࡢᛂ⏝ࢆ┠ⓗ࡜ࡋࠊ⺮ⓑ㉁➼ࡢᶵ⬟ゎ᫂࠾ࡼࡧ⸆๣࡟ࡼࡿᶵ⬟㜼ᐖຠᯝ࡟㛵ࡍࡿ◊✲ࢆ㐍ࡵࡓࠋ(1) ᫬㛫ศゎ࣮ࣞࢨ࣮ィ ࡟ࡼࡿ⏕య㛵㐃≀㉁ࡢᶵ⬟◊✲ගྜᡂࡢ᭱⤊ẁ㝵࡛㟁Ꮚᤵཷࢆ⾜࠺ࣇࣛࣅࣥ⺮ⓑ㉁ࡢ཯ᛂ㐣⛬࡟㛵ࡋࠊ㌶㐨ィ⟬࡟ࡼࡿ⁐ᾮ୰⺮ⓑᵓ㐀ኚ໬ࡢண ࠾ࡼࡧศගィ ࡟ࡼࡿᐇ㦂ⓗ᳨ウࢆ⾜࡞ࡗࡓࠋ(2) ⸆๣࡟ࡼࡿ⏕యෆ㓝⣲ࡢᶵ⬟ไᚚ࣓࢝ࢽࢬ࣒ࡢ◊✲⤫ྜኻㄪ⑕ࡢせᅉ࡜࡞ࡿ d-࢔࣑ࣀ㓟㓟໬㓝⣲ࡢ␗ᖖάᛶࢆᢚไ࡛ࡁࡿ⸆๣ศᏊ
ࡢගಁ㐍ຠᯝ࡟ࡘ࠸࡚ศගィ ࡟ࡼࡿ◊✲ࢆ㐍ࡵࡓࠋ㹙㛵㐃ࡍࡿ୺࡞ཷク࣭ඹྠ◊✲㹛࣭᫬㛫ศゎ⺯ගィ ࡟ࡼࡿ⺮ⓑ㉁ࡢᶵ⬟㜼ᐖຠᯝࡢ◊✲࠙⌮ㄽ࣭ࢩ࣑࣮ࣗࣞࢩࣙࣥࢳ࣮࣒ࠚ
࣮ࣞࢨ࣮࡜≀㉁ࡢ┦஫స⏝࡟㛵ࡍࡿ⌮ㄽⓗ◊✲ࢆᖜᗈࡃ⾜࠸ࠊྛ◊✲ࢳ࣮࣒ࡀ⾜࠺ᐇ㦂◊✲ࢆᨭ᥼ࡍࡿ࡜࡜ࡶ࡟ࠊ࣮ࣞࢨ࣮ࣆ࣮ࢽࣥࢢࡸ࣮ࣞࢨ࣮ຍᕤ࡞࡝⏘ᴗᛂ⏝࡟᭷⏝࡞ࢹ࣮ࢱࢆᥦ౪ࡋࡓࠋ
(1) ࣮ࣞࢨ࣮࢔ࣈ࣮ࣞࢩࣙࣥ࡜ࡑࡢᛂ⏝࡟㛵ࡍࡿ⌮ㄽⓗ◊✲࣮ࣞࢨ࣮྾཰࡟ࡼࡿຍ⇕ࠊ┦ኚ໬ࠊᛂຊⓎ⏕ࠊṧ␃ᛂຊ⏕ᡂ࡞࡝ࢆྵࡵࠊ኱Ẽ୰ࡸỈ୰࡛ࡢ࣮ࣞࢨ࣮࢔ࣈ࣮ࣞࢩࣙࣥ㐣⛬ࢆグ㏙ࡍࡿࢩ࣑࣮ࣗࣞࢩࣙࣥࢥ࣮ࢻࢆ⢭⦓໬ࡋࠊ࣮ࣞࢨ࣮ࣆ࣮ࢽࣥࢢࠊ࣮ࣞࢨ࣮ຍᕤࡢືⓗ㐣⛬ࡢゎᯒࢆ㐍ࡵࡓࠋ(2) ࣮ࣞࢨ࣮᰾⼥ྜ⅔タィ࡟㛵ࡍࡿ⌮ㄽⓗ◊✲࣮ࣞࢨ࣮᰾⼥ྜ⅔ᾮయቨࡢ࢔ࣈ࣮ࣞࢩ࡛ࣙࣥⓎ⏕ࡍࡿ㔠ᒓ⵨Ẽࡢ⾪✺⌧㇟ࢆࠊᐇࢳࣕࣥࣂ࣮ࢧ࢖ࢬ࡛ࢩ࣑࣮ࣗࣞࢩࣙࣥゎᯒࡋࠊࢳࣕࣥࣂ࣮᤼Ẽ⣔ࡢタィᣦ㔪࡜࡞ࡾ࠺ࡿࢹ࣮ࢱࢆᥦ౪ࡋࡓࠋ
(3) ᆅ㟈ඛ⾜⌧㇟࡟࠾ࡅࡿࣉࣛࢬ࣐≀⌮◊✲ᆅ㟈ඛ⾜⌧㇟ࡀ㟁㞳ᒙ࡟ཬࡰࡍຠᯝࢆࣉࣛࢬ࣐≀⌮ࡢほⅬ࠿ࡽ᳨ウࡋࠊᙜヱᇦୖ✵㟁㞳ᒙࡢ㟁Ꮚᐦᗘኚື⌧㇟ࢆゎᯒࡋࡓࠋ
㹙㛵㐃ࡍࡿ୺࡞ཷク࣭ඹྠ◊✲㹛─ 65 ─

࣭ࣉࣛࢬ࣐≀⌮࠿ࡽࡳࡓᆅ㟈๓㟁㞳ᒙ㟁Ꮚᐦᗘኚ໬࡟㛵ࡍࡿ◊✲࣮࠙ࣞࢨ࣮ᢏ⾡㛤Ⓨᐊࠚ㧗ฟຊ࣮ࣞࢨ࣮࡜ࡑࡢᛂ⏝ࢩࢫࢸ࣒࡟ඹ㏻ࡍࡿගᏛᮦᩱࡸගᏛ㒊ရࡢ㧗ᛶ⬟໬ࢆࡵࡊࡋ࡚ᇶ♏ᢏ⾡㛤Ⓨࢆ⾜ࡗ࡚࠸ࡿࠋ࣮ࣞࢨ࣮ᦆയホ౯ヨ㦂ࢆᐇ᪋ࡋࠊࠕ㧗⪏ຊගᏛ⣲Ꮚ◊✲఍ࠖࢆ㏻ࡋ࡚ࠊ࣮ࣞࢨ࣮ᦆയࡋࡁ࠸್ࡢࢹ࣮ࢱ࣮࣋ࢫᵓ⠏ࢆ㐍ࡵࡓࠋ(1) ⧞㏉ࡋ࣮ࣞࢨ࣮↷ᑕ᫬ࡢ࣮ࣞࢨ࣮ᦆയᶵᵓࡢゎ᫂▼ⱥ࢞ࣛࢫ㸦SiO2㸧ᮦᩱ࡟⣸እගࢆ↷ᑕࡍࡿ࡜ࠊSi-Si ࡸ Si-O-O-Si Ḟ㝗࡟㉳ᅉࡍࡿ┿✵⣸እගࡢ྾཰࡟ࡼࡗ࡚ Si* (E̓ࢭࣥࢱ࣮)ࡀ⏕ᡂࡍࡿࠋࡇࢀࡣྍ㏫ⓗḞ㝗࡛࠶ࡿࡇ࡜࠿ࡽࠊ⏕ᡂ㸫෌⤖ྜࣔࢹࣝࢆ⪃࠼ࠊ෌⤖ྜ᫬㛫ᐃᩘࢆᩘ್ゎᯒ࡟ࡼࡾồࡵࡓࠋ࢞ࣛࢫ⣧ᗘ࡟ࡼࡾ᫬㛫ᐃᩘࡀ␗࡞ࡾࠊ㏱㐣⋡࠾ࡼࡧᦆയࡋࡁ࠸್పୗ࡟ᙳ㡪ࢆཬࡰࡍࡇ࡜ࢆ♧ࡋࡓࠋ(2) ࣮ࣞࢨ࣮ᦆയホ౯ヨ㦂ගᏛ⣲Ꮚ࣓࣮࣮࢝14 ♫࠿ࡽ౫㢗ࡢ࠶ࡗࡓ 20 ௳ࡢ࣮ࣞࢨ࣮ᦆയホ౯ヨ㦂ࢆ⾜࠸ሗ࿌ࡋࡓࠋ(3)᪂ࡋ࠸࣮ࣞࢨ࣮ᮦᩱࠊ᪂ࡋ࠸࣮ࣞࢨ࣮ᢏ⾡ࡢ㛤Ⓨྍどᇦ࡛Ⓨ᣺ࡍࡿ Pr ῧຍࣇࢵ໬≀ࣇ࢓࢖ࣂ࣮࣮ࣞࢨ࣮ࡣ LD ບ㉳ࡀྍ⬟࡛ࠊἼ㛗ኚ᥮ࢆ฼⏝ࡋࡓ㧗ຠ⋡࣭㧗㍤ᗘ⣸እග※࡜ࡋ࡚ᮇᚅࡉࢀ࡚࠸ࡿࠋLD ගࢆධᑕࡍࡿ
ࣇ࢓࢖ࣂ࣮➃㠃࡬ࡢ᪂ࡋ࠸ከᒙ⭷ࢥ࣮ࢺᢏ⾡ࢆ㛤Ⓨࡋࡓ⤖ᯝࠊᦆയ⪏ຊࡀྥୖࡋࠊ
ບ㉳⏝ LD ࣃ࣮࣡ࢆቑຍࡉࡏࡿࡇ࡜ࡀྍ⬟࡜࡞ࡗࡓࠋ
ኴ㝧ගບ㉳࣮ࣞࢨ࣮ࡢᮦᩱ࡜ࡋ࡚ᮇᚅࡉࢀ࡚࠸ࡿ Nd, Cr:YAG ୰࡛ࠊCr ࠿ࡽ Nd࡬ࡢ࢚ࢿࣝࢠ࣮⛣஌㐣⛬ࢆゎᯒࡋࠊ㧗 ືస࡟࠾࠸࡚ቑᖜ฼ᚓྥୖࡍࡿࡇ࡜ࢆ᫂ࡽ
࠿࡟ࡋࡓࠋ㹙㛵㐃ࡍࡿ୺࡞ཷク࣭ඹྠ◊✲㹛 ࣭㠉᪂ⓗᑠᆺ࣭㧗ຠ⋡UV࣮ࣞࢨ࣮ග※ࡢ㛤Ⓨ㸰㸬ྛ✀◊✲఍άືᙜ◊✲ᡤࡢ◊✲㛤Ⓨάືࢆຠ⋡ⓗ࣭Ⓨᒎⓗ࡟᥎㐍ࡍࡿࡓࡵࠊ㛵㐃ྛ⏺ࡢពぢ࣭᝟ሗ཰㞟ࡢሙ࡜ࡋ࡚ࠊḟࡢࡼ࠺࡞◊✲఍ࢆ㛤ദࡋࠊᙜ◊✲ᡤࡢ஦ᴗࡢάᛶ໬ࢆᅗࡗࡓࠋ
㹙ᐇ᪋ࡋࡓ୺࡞◊✲఍㹛࣭ḟୡ௦࣮ࣞࢨ࣮ᢏ⾡ᛂ⏝◊✲఍࣭㧗⪏ຊගᏛ⣲Ꮚ◊✲఍
─ 66 ─

㸱㸬⏘Ꮫᐁ㐃ᦠࡢ᥎㐍 ࣮࣒࣮࣍࣌ࢪୖࡢᢏ⾡┦ㄯ❆ཱྀ➼࡛ཷࡅ௜ࡅࡓࠊ௻ᴗࡢᢏ⾡㛤Ⓨ࣭ᨵⰋ࡟ᑐࡍࡿ
ᨭ᥼ࠊගᏛ㒊ရࡢᦆയホ౯ࠊᚤ⣽ຍᕤࠊ㉸㡢Ἴデ᩿࡞࡝ࡢ┦ㄯ࣭せᮃ࡟ᑐࡋࠊ✚ᴟⓗ࡟ྲྀࡾ⤌ࢇࡔࠋ65 ௳ࡢᢏ⾡┦ㄯ࡟ᑐᛂࡋࠊࡑࡢ࠺ࡕ 29 ௳ࡀཷク◊✲࡬⤖ࡧ௜࠸ࡓࠋ ࡲࡓࠊᗈ⠊࡟ᣑࡀࡿ࣮ࣞࢨ࣮ᢏ⾡࡟㛵ࡍࡿࢽ࣮ࢬ࡟ᑐᛂࡍࡿࡓࡵࠊ᝟ሗࠊேᮦࠊ
ᢏ⾡➼ࡢ஺ὶࢆ᥎㐍ࡋࡓࠋ Ꮫ⏺࡜ࡢ㐃ᦠ࡛ࡣࠊ኱㜰኱Ꮫ࣮ࣞࢨ࣮⛉Ꮫ◊✲ᡤ➼࡜ࡢඹྠ◊✲ࢆࡣࡌࡵࠊᅜෆ
እࡢ኱Ꮫ࡜✚ᴟⓗ࡟㐃ᦠࢆᅗࡾ࡞ࡀࡽ◊✲ࢆ⾜ࡗࡓࠋ ⏘Ꮫᐁࡢ㐃ᦠ࡛ࡣࠊ௻ᴗࠊ኱Ꮫ➼࡜㐃ᦠࢆᅗࡾ࡞ࡀࡽࠊᅜࡸ(ᅜ)᪂࢚ࢿࣝࢠ࣮࣭
⏘ᴗᢏ⾡⥲ྜ㛤Ⓨᶵᵓ㸦NEDO㸧࡞࡝ࡀ୺ᑟࡍࡿ⏘Ꮫᐁ㐃ᦠࣉࣟࢪ࢙ࢡࢺ◊✲࡟ཧ⏬ࡋࡓࠋ 
㸲㸬㛵㐃ᅋయ࡜ࡢ㐃ᦠ (ᅜ)Ᏹᐂ⯟✵◊✲㛤Ⓨᶵᵓ(JAXA)ࠊ(ᅜ)᪥ᮏཎᏊຊ◊✲㛤Ⓨᶵᵓ(JAEA)ࠊ(ᅜ)㔞Ꮚ⛉Ꮫᢏ⾡◊✲㛤Ⓨᶵᵓ㸦QST㸧ࠊ(㈈)ග⏘ᴗᢏ⾡᣺⯆༠఍(OITDA)ࠊ(㈈)኱㜰⛉Ꮫᢏ⾡ࢭࣥࢱ࣮(OSTEC)ࠊ(㈈)㏆␥㧗࢚ࢿࣝࢠ࣮ຍᕤᢏ⾡◊✲ᡤ(AMPI)ࠊ(♫)࣮ࣞࢨ࣮Ꮫ఍
(LSJ)ࠊ(♫)࣮ࣞࢨ࣮ࣉࣛࢵࢺ࣮࣒࣍༠㆟఍(LPF㸧ࠊ(≉㠀)ග⛉Ꮫ࢔ࣛ࢖࢔ࣥࢫࠊ(≉㠀)᪥ᮏࣇ࢛ࢺࢽࢡࢫ༠㆟఍㛵すᨭ㒊㸦JPC 㛵す㸧ࠊ㡑ᅜཎᏊຊ◊✲ᡤ(KAERI)࡞࡝㛵㐃ᅋయ࡜ࡶ✚ᴟⓗ࡟᝟ሗ஺ὶࡸேⓗ஺ὶࢆᅗࡾࠊࡇࢀࡽࡢᅋయ࡜㐃ᦠࡋ࡚ࢃࡀᅜࡢ࣮ࣞ
ࢨ࣮ᢏ⾡ࡢⓎᒎ࡜ᬑཬ࡟ᐤ୚ࡍࡿάືࢆ᥎㐍ࡋࡓ㹿㸳㸬බເ◊✲ ᅜ➼ࡀබເࢆ⾜ࡗ࡚࠸ࡿྛ✀➇தⓗ◊✲㈨㔠ࡢ⋓ᚓ࡟ດࡵࠊᮏᖺᗘࡣ௨ୗࡢ᥇ᢥ
ㄢ㢟࡟ཧຍࡋࡓࠋ(1) ࣮ࣞࢨ࣮࡟ࡼࡿ⿵ᙉᶫᱱᗋ∧Ḟ㝗㒊ࡢ࣮ࣜࣔࢺࢭࣥࢩࣥࢢᢏ⾡㛤Ⓨ࡜ᐇ⏝໬( (ᅜ)⛉Ꮫᢏ⾡᣺⯆ᶵᵓ ◊✲ᡂᯝ᭱㐺ᒎ㛤ᨭ᥼ࣉࣟࢢ࣒ࣛ A-STEP ⏘Ꮫඹྠಁ㐍ࢫࢸ࣮ࢪ ࣁ࢖ࣜࢫࢡᣮᡓࢱ࢖ࣉ)(2) ࣮ࣞࢨ࣮ࢆά⏝ࡋࡓ㧗ᛶ⬟࣭㠀◚ቯຎ໬࢖ࣥࣇࣛデ᩿ᢏ⾡ࡢ◊✲㛤Ⓨ( (ᅜ)⛉Ꮫᢏ⾡᣺⯆ᶵᵓ ᡓ␎ⓗ࢖ࣀ࣮࣋ࢩࣙࣥ๰㐀ࣉࣟࢢ࣒ࣛ SIP)
(3) 㠉᪂ⓗᑠᆺ࣭㧗ຠ⋡ UV ࣮ࣞࢨ࣮ග※ࡢ㛤Ⓨ ( (ᅜ)᪂࢚ࢿࣝࢠ࣮࣭⏘ᴗᢏ⾡⥲ྜ㛤Ⓨᶵᵓ㧗㍤ᗘ࣭㧗ຠ⋡ḟୡ௦࣮ࣞࢨ࣮ᢏ⾡㛤Ⓨ)(4) ࢮࣟࣇ࢛ࣀࣥࣛ࢖ࣥບ㉳᪂ᆺ㧗ฟຊ Yb:YAG ࢭ࣑ࣛࢵࢡ࣮ࣞࢨ(Ᏻ඲ಖ㞀ᢏ⾡◊✲᥎㐍ไᗘ)(5) ඹ㬆࣐ࣛࣥຠᯝ࡟ࡼࡿ኱Ẽ୰ᚤ㔞᭷ᐖ≀㉁㐲㝸ィ ᢏ⾡ࡢ㛤Ⓨ(Ᏻ඲ಖ㞀ᢏ⾡◊✲᥎㐍ไᗘ)
─ 67 ─㸴㸬ཷク◊✲ ᒎ♧఍ࠊ࣮࣒࣮࣍࣌ࢪ࡞࡝ࢆ㏻ࡋ࡚ཷクヨ㦂ࡢᗈሗࢆ⾜࠸ࠊᢏ⾡┦ㄯ❆ཱྀ࡛౫㢗ࢆཷࡅ࡚ 20 ௳ࡢ࣮ࣞࢨ࣮ᦆയホ౯ヨ㦂ࢆ⾜࠺࡞࡝ࠊィ 32 ௳ࡢཷク◊✲ࢆᐇ᪋ࡋࡓࠋ(බເ࡟ࡼࡿࡶࡢࢆ㝖ࡃࠋ)㸵㸬⿵ຓ஦ᴗ ᩥ㒊⛉Ꮫ┬ࡢ⛉Ꮫ◊✲㈝⿵ຓ㔠ࡸẸ㛫ᅋయࡢ◊✲ຓᡂࢆά⏝ࡋࠊ௨ୗࡢࡼ࠺࡞◊✲ࢆᐇ᪋ࡋࡓࠋ
(1) ࢢࣛࣇ࢙ࣥ⾲㠃ࣉࣛࢬࣔࣥࢆ⏝࠸ࡓࢸࣛ࣊ࣝࢶᗈᖏᇦ㟁☢ἼⓎ᣺ჾ࡜ቑᖜჾࡢ
◊✲㛤Ⓨ(ᇶ┙◊✲ C)(2) ᾏᗏ㛤Ⓨ࡟ࡼࡿ⎔ቃᙳ㡪ホ౯࡟ྥࡅࡓ࣐ࣛࣥࣛ࢖ࢲ࣮࡟ࡼࡿᾏ୰ࣔࢽࢱࣜࣥࢢ
ᢏ⾡ࡢ㛤Ⓨ (ⱝᡭ◊✲ A)(3) ࢔࢟ࢩࢥࣥࢆ⏝࠸ࡓඹ᣺ჾෆࢥࣄ࣮ࣞࣥࢺࣅ࣮࣒⤖ྜᢏ⾡㛤Ⓨ࡜ᛂ⏝ (ᇶ┙◊✲ C)(4) ཯ᑕᶵᵓࢆᚲせ࡜ࡋ࡞࠸ࢳ࢙ࣞࣥࢥࣇᆺࢸࣛ࣊ࣝࢶἼᨺᑕⓎ᣺ჾ࡟㛵ࡍࡿᇶ♏
◊✲(ᯇᑿᏛ⾡◊✲ຓᡂ)(5) ࣮ࣞࢨ࣮୕ḟඖ㐀ᙧ࡟ࡼࡿ▼ⱥ࢞ࣛࢫᅇᢡගᏛ⣲Ꮚࡢ┤᥋๰ᡂ (ኳ⏣㈈ᅋ ୍⯡◊✲㛤Ⓨຓᡂ)(6) ࢖ࣥࣇࣛᵓ㐀≀࡬ࡢ࣮ࣞࢨ࣮ຍᕤ㐺⏝ᛶࡢ◊✲ (ኳ⏣㈈ᅋ ୍⯡◊✲㛤Ⓨຓᡂ)ϩ  ᬑ ཬ ၨ Ⓨ ά ື ஦ ᴗ ࣮ࣞࢨ࣮ᢏ⾡ࡢᬑཬၨⓎάື࡜ࡋ࡚ࠊ᝟ሗࡢⓎಙ࣭ᥦ౪ࠊேᮦ஺ὶ࡞࡝ࡢ஦ᴗࢆ
௨ୗࡢ࡜࠾ࡾᐇ᪋ࡋࡓࠋ
㸯㸬ேᮦࡢ⫱ᡂ ኱Ꮫࠊ㛵㐃◊✲ᶵ㛵ࠊ௻ᴗ࡞࡝ࠊඹྠ◊✲ඛࡸᢏ⾡┦ㄯࡢ౫㢗ඖ࠿ࡽⱝᡭ◊✲ဨࢆཷࡅධࢀࠊᢏ⾡ᣦᑟࢆ⾜࠺ࡇ࡜࡟ࡼࡾࠊ࣮ࣞࢨ࣮ᢏ⾡࡟㛵ࡍࡿேᮦ⫱ᡂࢆ⾜ࡗࡓࠋ㸰㸬◊✲ᡂᯝሗ࿌఍ ኱ 㜰 ࡞ ࡽ ࡧ ࡟ ᮾ ி ࡟ ࡚ ࠊ ᖹ ᡂ 28 ᖺ ᗘ ࡢ ◊ ✲ ᡂ ᯝ ࢆ ሗ ࿌ ࡍ ࡿ ◊ ✲ ᡂ ᯝ ሗ ࿌ ఍(ILT2017)ࢆ㛤ദࡋࡓࠋ
─ 68 ─ 
7 ᭶ 21 ᪥ ༓㔛ࣛ࢖ࣇࢧ࢖࢚ࣥࢫࢭࣥࢱ࣮ (኱㜰)  11 ᭶ 14 ᪥ ⛉Ꮫᢏ⾡㤋 (ᮾி)
㸱㸬ᶵ㛵ㄅ➼ࡢⓎ⾜ ᶵ㛵ㄅࠕLaser Crossࠖࡢ᭶ 1 ᅇࡢⓎ⾜࠾ࡼࡧ㟁Ꮚ࣓࣮࡛ࣝࡢ᝟ሗ㓄ಙ࡟ࡼࡾࠊ
ᙜ◊✲ᡤࡢ◊✲ᡂᯝࡸ࣮ࣞࢨ࣮࡟㛵ࡍࡿᅜෆእࡢ◊✲㛤Ⓨືྥ࡞࡝ࠊᖜᗈ࠸᝟ሗࡢ
ᥦ౪ࢆ⾜ࡗࡓࠋ㸲㸬ᒎ♧఍࡬ࡢฟᒎ 㛵ಀᅋయࡀ୺ദࡍࡿගᢏ⾡ࡸ࣮ࣞࢨ࣮࡟㛵ࡍࡿᒎ♧఍࡬✚ᴟⓗ࡟ฟᒎࡋࠊᙜ◊✲ᡤࡢᗈሗάື࡟ດࡵࡓࠋ ࣭࣮ࣞࢨ࣮EXPO 2017 4 ᭶ 19 ᪥㹼21 ᪥ ࣃࢩࣇ࢕ࢥᶓ὾ (⚄ዉᕝ)
࣭➨  ᅇ࣮ࣞࢨ࣮⛉Ꮫᢏ⾡ࣇ࢙࢔ 11 ᭶ 14 ᪥㹼16 ᪥ ⛉Ꮫᢏ⾡㤋㸦ᮾி㸧㸳㸬ᅜ㝿஺ὶ
 ᾏእࡢ࣮ࣞࢨ࣮ᢏ⾡ࡢ㛤Ⓨືྥࡸ⏘ᴗᛂ⏝࡟㛵㐃ࡋࡓ᝟ሗࢆ཰㞟ࡍࡿ࡜࡜ࡶ࡟ࣞ
࣮ࢨ࣮㛵㐃ᅋయࡸ㛵ಀ◊✲ᶵ㛵࡜ࡢ᝟ሗ஺᥮࣭ேᮦ஺ὶࢆᅗࡿࡓࡵࠊィ 6 ࡢᅜ㝿఍㆟࡬ཧຍࡋࡓࠋࡲࡓࠊ㡑ᅜཎᏊຊ◊✲ᡤ(KAERI)➼࡜ࡢඹྠ◊✲ࢆᐇ᪋ࡋࡓࠋ୺࡞
ࡶࡢࡣ௨ୗࡢ࡜࠾ࡾࠋ
(1) International Laser Radar Conference 28, ILRC28 (6 ᭶㸪࣮࣐ࣝࢽ࢔)(2) Lasers in Manufacturing 2017㸪LiM2017㸦6 ᭶㸪ࢻ࢖ࢶ㸧(3) International Conference on Digital Image Computing: Techniques andApplications 2017,DICTA 2017 (11 ᭶㸪࣮࢜ࢫࢺࣛࣜ࢔)㸴㸬ࡑࡢ௚ ࣮ࣞࢨ࣮࡟ࡼࡿࢥࣥࢡ࣮ࣜࢺෆ㒊Ḟ㝗ࡢ㧗㏿᳨ฟᢏ⾡ࡢᡂᯝ࡟ࡘ࠸࡚௨ୗࡢ࣓ࢹ
࢕࢔࡟ྲྀࡾୖࡆࡽࢀࡓࠋ
㸦㸯㸧᪥ᮏ⤒῭᪂⪺㸦ᖹᡂ 29 ᖺ 7 ᭶ 1 ᪥ኤห୍㠃㸧㸦㸰㸧᪥⤒᪂⪺ :HE ∧㸦ᖹᡂ 29 ᖺ 7 ᭶ 1 ᪥㸧
KWWSVZZZQLNNHLFRPDUWLFOH'*;0=25&$$0 
㸦㸱㸧NHK ࢧ࢖࢚ࣥࢫ ZERO (ᖹᡂ 29 ᖺ 7 ᭶ 30 ᪥ᨺ㏦)

─ 69 ─

Ϫ  ࡑ ࡢ ௚ ஦ ᴗ㸯㸬IFE㸦័ᛶ᰾⼥ྜ࢚ࢿࣝࢠ࣮㸸Inertial Fusion Energy㸧ࣇ࢛࣮࣒ࣛάື   ࣮ࣞࢨ࣮࡟ࡼࡿ࢚ࢿࣝࢠ࣮㛤Ⓨ࡟ྥࡅࡓ᭷㆑⪅఍㆟࡛ࡢᥦ᱌ࢆᥦゝ࡜ࡋ࡚ࡲ࡜ࡵࠊ
ᩥ㒊⛉Ꮫ┬஦ົḟᐁ࡬ᥦฟࡍࡿ➼ࡢ័ᛶ᰾⼥ྜ࢚ࢿࣝࢠ࣮㛤Ⓨ஦ᴗࡢ᥎㐍ࢆࡵࡊࡋࡓάືࢆᨭ᥼ࡋࡓࠋ
㸰㸬ฟ∧≀ࡢห⾜ ᖹᡂ 28 ᖺᗘࡢ◊✲ᡂᯝࢆᖺሗ࡟ࡲ࡜ࡵࠊห⾜ࡋࡓࠋࡲࡓࠊ๰❧  ࿘ᖺグᛕㄅࢆห⾜ࡋࡓࠋ  ࣭ࠕILT2017 ᖺሗࠖ(2016㹼2017) (ᖹᡂ 29 ᖺ 7 ᭶Ⓨ⾜)  ࣭ࠕ࣮ࣞࢨ࣮⥲◊ 30 ᖺࡢṌࡳࠖ(ᖹᡂ 29 ᖺ 7 ᭶Ⓨ⾜)㸱㸬Ὀᒣ㈹ࡢ㉗࿊
๰❧ 30 ࿘ᖺグᛕㅮ₇఍࡟࡚➨ 9 ᅇὈᒣ㈹ࡢ⾲ᙲᘧࢆ⾜࠸ࠊ࣮ࣞࢨ࣮⛉Ꮫᢏ⾡ࡢศ㔝࡛Ọᖺ࡟ࢃࡓࡾᢤ⩌ࡢຌ⦼ࢆୖࡆࡓಶே࡟ຌ⦼㈹ࢆࠊ㏆ᖺⴭࡋ࠸ᴗ⦼ࢆୖࡆࡓ
ࢢ࣮ࣝࣉ࡟㐍Ṍ㈹ࢆ㉗࿊ࡋࡓࠋ㸲㸬๰❧㸱㸮࿘ᖺグᛕㅮ₇఍ࠊ⚃㈡఍
ᖹᡂ 29 ᖺᗘ࡟ᙜ㈈ᅋࡀ๰❧ 30 ࿘ᖺࢆ㏄࠼ࡓࡢࢆᶵ࡟ࠊ࣮ࣞࢨ࣮ᢏ⾡ࡢࡉࡽ࡞ࡿ
ᬑཬၨⓎάືࢆ᥎㐍ࡍ࡭ࡃࠊ๰❧ 30 ࿘ᖺグᛕ⾜஦ࢆᐇ᪋ࡋࡓࠋ
㸦㸯㸧グᛕㅮ₇఍ ࣭᪥᫬ 㸸ᖹᡂ 29 ᖺ 7 ᭶ 21 ᪥㸦㔠㸧15㸸00㹼17㸸00
 ࣭ሙᡤ 㸸༓㔛ࣛ࢖ࣇࢧ࢖࢚ࣥࢫࢭࣥࢱ࣮ ࣭ཧຍ⪅㸸⣙ 150 ྡ࠙ࣉࣟࢢ࣒ࣛࠚ
ձὈᒣ㈹㉗࿊ᘧ
‫࣮ࢨ࣮ࣞۍ‬ຌ⦼㈹ ୕㛫 ᅞ⯆ Ặࠕ࣮ࣞࢨ࣮᰾⼥ྜࢆࡣࡌࡵ࡜ࡍࡿ࣮ࣞࢨ࣮ࣉࣛࢬ࣐⛉Ꮫ◊✲᥎㐍࡬ࡢ㈉⊩ࠖ‫࣮ࢨ࣮ࣞۍ‬㐍Ṍ㈹ ᖹ➼ ᣅ⠊ Ặࠕᅛయ࣮ࣞࢨ࣮ࡢᑠᆺ໬࡜㠀⥺ᙧගᏛἼ㛗ኚ᥮ࡢඛ㥑ⓗ◊✲ࠖ─ 70 ─

ղ㛤఍ᣵᣜ
⌮஦㛗 ኱▼ᐩᙪճグᛕㅮ₇‫࣮ࢨ࣮ࣞࠕۍ‬ᢏ⾡⥲ྜ◊✲ᡤࡢ 30 ᖺࠖᡤ㛗 ஭⃝ 㟹࿴‫ࠕۍ‬㛵す⤒῭ࡢ⌧≧࡜ㄢ㢟ࠖ㛵す⤒῭㐃ྜ఍┦ㄯᙺ ᳃ ヲ௓ Ặմ㛢఍ᣵᣜ๪ᡤ㛗 ୰ሯ ṇ኱㸦㸰㸧グᛕ⚃㈡఍
࣭᪥᫬ 㸸ᖹᡂ 29 ᖺ 7 ᭶ 21 ᪥(㔠) 17:30 ~ 19:00
࣭ሙᡤ 㸸༓㔛㜰ᛴ࣍ࢸࣝ ࢡࣜࢫࢱ࣮ࣝ࣍ࣝ
࣭ཧຍ⪅ 㸸⣙ 120 ྡ㸦㸱㸧๰❧ 30 ࿘ᖺグᛕㄅࡢⓎ⾜㺀࣮ࣞࢨ࣮⥲◊ 30 ᖺࡢṌࡳࠖ(ᖹᡂ 29 ᖺ 7 ᭶ 21 ᪥Ⓨ⾜)

─ 71 ─

組

織

図

構成員一覧

組

織

図

監
事

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

副
理

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

井澤靖和

大石富彦

レーザー技術開発室

井上哲也
中塚正大

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

─ 75 ─

井上哲也

事
務

総 務 部

構 成 員 一 覧
理事長
副理事長・所長
常務理事
常務理事･副所長

大石富彦
井澤靖和
井上哲也
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【レーザープロセス研究チーム】

主席研究員
藤田雅之
（チームリーダー）
上席研究員
染川智弘
副主任研究員ハイク コスロービアン(兼務)【レーザー計測研究チーム】

主任研究員（チームリーダー）
副主任研究員
副主任研究員
研究員

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】

チームリーダー研究員

井澤靖和（兼務）
古河裕之【レーザー技術開発室】

主任研究員
（室長）

本越伸二

【総務部】

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

井上哲也（兼務）
井上哲也（兼務）
幸脇朱美
小野田理恵
藤本 勲
藤田淑子

【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
大阪大学 名誉教授
元日本原子力研究開発機構

井澤靖和（兼務）
李 大治

谷口誠治（兼務）
オレグ コチャエフ
倉橋慎理

毛利明博
鈴木泰雄
田畑則一
田中文夫
糟谷紘一
中島信昭
宮永憲明
大道博之

（平成 30 年 7 月現在）
─ 76 ─

【共同研究員】
大阪大学レーザー科学研究所
大阪大学レーザー科学研究所
大阪大学レーザー科学研究所
大阪大学レーザー科学研究所
大阪大学レーザー科学研究所
大阪大学レーザー科学研究所
大阪大学レーザー科学研究所
大阪大学レーザー科学研究所
大阪大学レーザー科学研究所
大阪大学レーザー科学研究所
大阪大学レーザー科学研究所
大阪大学レーザー科学研究所
大阪大学レーザー科学研究所
大阪大学レーザー科学研究所
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
大阪工業大学工学部
大阪産業大学工学部
大阪産業大学
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
京都大学大学院工学研究科
近畿大学理工学部
近畿大学理工学部
近畿大学理工学部
摂南大学工学部
国立研究開発法人土木研究所 寒地土木研究所
千葉大学環境リモートセンシング研究センター
千葉工業大学
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
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
日本電気株式会社
光産業創成大学院大学
光産業創成大学院大学
兵庫県立大学高度産業科学技術研究所
兵庫県立大学工学部・大学院工学研究科
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
福井工業大学工学部
─ 77 ─

所長
教授
教授
教授
教授
教授
教授
准教授
准教授
講師
助教
特任教授
特任教授
招へい教授
教授
教授
准教授
教授
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
助教
教授
教授
教授
教授
研究員
教授
教授
特任教授
教授
講師
教授
教授
准教授
講座教授
教授
特任教授
特任教授
教授
教授
准教授
教授
教授
教授

兒玉了祐
斗内政吉
山本和久
河仲準二
重森啓介
千徳靖彦
藤岡慎介
坂和洋一
中嶋 誠
時田茂樹
椿本孝治
疇地 宏
乗松孝好
實野孝久
粟津邦男
宮坂 博
山中千博
節原裕一
塚本雅裕
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
大須賀篤弘
保田尚俊
吉田 実
橋新裕一
中野人志
田口俊弘
櫻井俊光
久世宏明
藤本 靖
植田憲一
西岡 一
河村 徹
廣瀬壮一
田中秀治
柴田 穣
増原 宏
伊藤良峻
藤田和久
三間圀興
望月孝晏
宮本修治
遠藤琢磨
城﨑知至
仁木秀明
金邉 忠
西村博明

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
山梨大学大学院総合研究部工学域
山梨大学大学院総合研究部工学域
立命館大学情報理工学部
立命館大学総合科学技術研究機構
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

─ 78 ─

教授
教授
准教授
教授
教授
准教授
教授
准教授
教授
客員教授
レーザー医療応用研究
グループリーダー

主幹研究員
主幹研究員
グループリーダー

研究員

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
七田芳則
山川考一
佐々木明
長谷川登
錦野将元
三上勝大
近藤修司
岡田 大

(平成 30年7月現在）

評

議

員

理 事・ 監 事
賛

助

会

員

評

議

員
（敬称略）

評議員

礒嶋茂樹

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

尾崎

富士電機株式会社

博

発電事業本部

事業統括部

河内哲哉

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

木島和夫

関西電力株式会社

佐々木孝友

大阪大学

田中健一

三菱電機株式会社

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

西内誠

一般財団法人大阪科学技術センター

原勉

浜松ホトニクス株式会社

東

邦夫

主幹

京都大学

原子燃料サイクル室長

名誉教授
開発本部

技術統轄

常務取締役

専務理事
中央研究所長名誉教授

美濃由明

一般財団法人電力中央研究所

望月孝晏

兵庫県立大学理事

名誉教授

─ 81 ─

（平成30年5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

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

井上哲也

公益財団法人レーザー技術総合研究所

安食和英

三菱重工業株式会社

上原拓也

東芝エネルギーシステムズ株式会社
プラントサービス・応用技術開発 主幹

各務浩文

三菱電機株式会社

北島尚史

東京電力ホールディングス株式会社
東京オリンピック・パラリンピックプロジェクト統括室長

兒玉了裕

大阪大学

佐藤俊志

富士電機株式会社

関西支社

野田英智

中部電力株式会社

技術開発本部

外井康宏

日本電気株式会社

関西支社

西原功修

大阪大学

日根野文三

日根野公認会計士事務所

福田浩之

株式会社三井住友銀行

監

事

事

取締役常務執行役員

常務理事

パワードメイン原子力事業部

関西支社

原子力技術部長

原子力部長

レーザー科学研究所

所長・教授
営業第二部長
技術企画室長

官公第一営業部長

名誉教授
所長
大阪本店営業第二部長

─ 82 ─

（平成30年7月現在）

賛 助 会 員（50音順）
会社・団体名一般財団法人大阪科学技術センター

大成建設株式会社

有限会社岡本光学加工所

株式会社ダイヘン

株式会社オプトサイエンス株式会社竹中工務店

オムロンレーザーフロント株式会社

一般財団法人電力中央研究所

鹿島建設株式会社

東芝エネルギーシステムズ株式会社

株式会社片岡製作所

西日本旅客鉄道株式会社

株式会社環境総合テクノス

日新電機株式会社

一般財団法人関西情報センター

日本電気株式会社

関西電力株式会社

パナソニック株式会社

関電不動産開発株式会社

浜松ホトニクス株式会社

関電プラント株式会社

一般財団法人光産業技術振興協会

株式会社きんでん

株式会社日立製作所

株式会社熊谷組

富士電機株式会社

株式会社ケイ・オプティコム

前田建設工業株式会社

光伸光学工業株式会社

三重光学株式会社

株式会社神戸製鋼所

株式会社三井住友銀行

ジオマテック株式会社

三菱重工業株式会社

株式会社島津製作所

三菱電機株式会社

清水建設株式会社

株式会社レイソルテクノロジーズ

住友電気工業株式会社

一般社団法人レーザー学会

合計40社

─ 83 ─

（平成30年7月現在）

お わ り に
レーザー技術総合研究所 平成 29 年度成果報告書 (ILT2018 年報第 30 巻)を取りまとめました。大阪と東京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。
昨年度は、これまで進めてきた NEDO プログラムによる「革新的小型・高効率 UV レ
ーザー光源の開発」、安全保障技術研究推進制度による「ゼロフォノンライン励起新型高出力 Yb:YAG セラミックレーザー」、SIP（戦略的イノベーションプログラム）による「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」、A-STEP ハイ
リスク挑戦タイプによる「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」に加えて、安全保障技術研究推進制度による「共鳴ラマン効果による大気中微量有害物質遠隔計測技術の開発」にも参画し、国の研究機関、大学、産業界と連携して、産業用レーザー技術開発、インフラ構造物の遠隔非破壊探傷技術開発、環境計測技術
開発の 3 つのプロジェクト研究を進めました。
チーム研究では、レーザー加工、テラヘルツ波光源の開発と非破壊検査への応用、レーザー分光による微量成分分析、液中レーザーアブレーションと光化学、生体関連物質の機能研究、レーザープラズマ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。レーザー加工では、木材やコン
クリート部材の塗装除去、切断・補修など建築部材への適用性研究に着手しました。レー
ザー分光ではライダー計測システムを漁船に搭載して海上からの水中観測に挑戦し、実環境での海洋計測をめざす活動を開始しました。テラヘルツ光源開発では、これまでの理論
シミュレーション研究の成果を実証すべく、周期構造体からのテラヘルツ放射の実験研究に着手しました。また、酸化亜鉛の溶液中還元・ナノ粒子化と空気電池への応用をめざす
研究、光励起による蛋白質の機能解明研究、地震先行現象におけるプラズマ物理研究などを実施しました。光学素子の損傷評価を中心とするご相談やご依頼も増加しており、ご要
望に対応できる体制などを検討してまいります。
当研究所は昨年創立 30 周年を迎えました。研究員一同初心に還り、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 30 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─ 84 ─

ＩＬＴ2018

年報

平成 30 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 ㈹