は じ め に
公益財団法人レーザー技術総合研究所の令和 3 年度成果報告書（ILT 2022 年報 33 巻）を取りまとめました。何卒ご高覧の上、ご指導、ご助言賜りますようお願い申し上げます。
令和 3 年（2021 年）度は、二つのチーム横断型プロジェクト研究を並行して進めました。
「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」プロジェクトでは、構築した深紫外域・高出力波
長可変レーザーを用いて共鳴ラマンライダーの野外実験を実施し、目標とする検出感度を実証してプロジェクトは終了しました。また、新方式のフラッシュ型共鳴ラマンライダーを開発し、漏洩 SO2 ガスの可視化に成功しました。
「高速移動物体への遠距離・高強度光伝送のための予測的波面制御の研究」プロ
ジェクトでは、高速駆動型可変形鏡の小型試作機を設計・製作し、目標とする高速性（10 kHz）と高耐力（1 kW/cm２）を実証するとともに、最終年度に予定している長距離レーザービーム伝送試験に向けて可変形鏡の大口径化を進めました。単体動作試験と予備的な中距離伝送試験で、目標とする性能が得られていることを確認しました。
チーム研究でも成果の積み上げが進みました。レーザーエネルギー分野では、素粒子硏究領域で計画されている二重ベータ崩壊実験用に、大量の Ca 同位体を濃縮するための青紫色半導体レーザーの高出力化研究を進めています。注入同期型増幅システムの構築を目指してモジュール開発を実施し、レーザー
線幅の狭帯域化や周波数安定性に関して目標とする性能を達成しました。
レーザープロセス分野では、原子炉廃止措置で重要なレーザー切断の実用化に向け、金属、金属酸化物、コンクリートなどの切断特性の研究を進めてきました。切断時に発生する微粒子の飛散特性を観測し、微粒子の閉じ込めと回収技術に向けた基礎データの集積が進展しました。また、土木・建築業界でのレーザー技術の応用・普及をめざし、インフラ構造物の表面クリーニング技術や月面模擬砂を材料とする積層造形技術の開発研究を進め、併せて屋外でのレーザー利用に関する安全ガイドラインの策定をめざした委員会活動も継続しています。
レーザー計測分野では、レーザー打音法によるインフラ構造物の健全性評価技術の実用化に向けて欠陥判定アルゴリズムの改良を進め、評価結果の信頼性向上を目指しました。また、落石の予知や配管の減肉検査、コンクリート厚さの計測など、新しい分野へのレーザー打音法の適用性研究を始めています。
環境計測技術に関しては、レーザー誘起ブレークダウン分光法による表面付着物の分析、偏光エリプソ
メトリーによる溶液中の粒度分析などの実用化を目指した研究や、ラマン分光を利用した海中環境の遠隔評価研究を実施しました。
レーザーバイオ化学分野では、生物・医療・創薬へのレーザー応用をめざして蛋白質や酵素の生理活性構造の解明研究を進め、酵素の光反応メカニズムに関して新たな知見が得られました。また、放射性廃棄物分離用にランタノイドイオンの光酸化・還元反応の研究を進め、アメリシウムで光酸化を利用した価数制御に成功しました。
理論・シミュレーション分野では、レーザー加工の基礎となるレーザーと物質の相互作用を記述する
シミュレーションコードの精緻化研究を進め、相互作用初期過程研究用に量子力学的手法を、新たに、

導入しました。また、地震先行現象の研究では、地殻変動で生じた地表電荷が電離層に及ぼす効果をプ
ラズマ物理の観点から理論的に解析しました。
レーザー技術開発室では光学材料・素子の高耐力化研究と、産業界からの依頼によるレーザー損傷評
価試験を実施しています。損傷評価の自動化を目指して試験装置の整備を進めました。また、三次元造形を利用する光学素子の形成技術研究では、レーザー照射パラメータと形成プロセスに関して基礎デー
タを積み上げました。
昨年も活発な研究活動を継続して推進することができましたのは、偏に皆様方からのご支援によるものであり、厚く御礼申し上げます。所員一同、これまで以上に努力を積み上げ、成果の社会還元をめざします。今後ともなお一層のご支援、ご鞭撻を賜りますようお願い申し上げます。

2022 年 6 月
公益財団法人 レーザー技術総合研究所所長

井 澤 靖 和ILT2022 年報（Annual Progress Report 2021-2022）
）
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
レーザー誘起超音波による高温にさらされたコンクリートの診断1

48

Ca 濃縮のための峡線幅・高出力青紫色レーザーの開発―光注入同期半導体レーザーモジュールの特性―

5レーザープロセス研究チーム
レーザー加熱による土質材料の建材利用

10

高速・高光耐性可変形鏡の開発

14

A Novel Coherent Beam Combining (CBC) Method Using a Spiral Phase Plate (SPP)
in the Reference Channel

20

Investigations of Spectrally Tunable Nanosecond Laser Pulse Compression Characteristics
by Stimulated Brillouin Scattering (SBS) Technique27

レーザー計測研究チーム
フラッシュ共鳴ラマンライダーによる SO2 ガスの漏えいモニタリング

31

レーザーによる厚肉コンクリート部材の肉厚測定技術の開発

35

理論・シミュレーションチーム
巨大地震前の電離層電子密度 (TEC) 異常現象のシミュレーション

42

固体とレーザーの相互作用に関する量子力学的考察

45

レーザー技術開発室
プラズマ発光計測による光学素子のレーザー損傷の検出

53

紫外線レーザー光照射によるシリコーン油の屈折率変化の評価

58

発表論文リスト
事 業 報 告 書

65

組
織
図
構 成 員 一 覧

87

評
議
員
理 事 ･ 監 事

93

賛

95

助

会

員

73
88
94

研 究 報 告 書

レーザー誘起超音波による高温にさらされたコンクリートの診断 1レーザーエネルギー研究チーム


大道博行
2

1,3

、山田知典 2,3、柴田卓弥 3、

（公財）若狭湾エネルギー研究センター、3（国研）日本原子力研究開発機構

ᴾ
１．はじめに

フレキシブルにマッチングするなどの優れた特徴を有

東京電力ホールディングス株式会社・福島第一原子力

していることはよく知られている。例えば道路、トン発電所の廃炉作業が行われている 1)。この廃炉作業の課

ネル等の公共インフラを対象とした遠隔測定・診断技

題の一つに、原子炉圧力容器、原子炉格納容器など高線術として、レーザー駆動音波・超音波技術 6)が内部欠

量環境下の構造物の長期健全性の測定・診断がある 2)。

陥の検査に用いられている。これは、従来の熟練作業

例えば 1 号機の原子炉格納容器の内部温度が事故直後

者による打音検査技術をレーザー技術に置き換えたも約 800℃まで上昇し、その後、冷温停止状態に至ったとのであり、高所作業等で作業者が危険にさらされるこの解析結果が発表されており 3)、構造物の強度の診断がと無く安全かつ効率的に検査を行うことができる 7)。

必要とされている。すなわちコンクリートは、高温にさ筆者らは、廃炉に役立つ遠隔・非接触検査技術開発にらされると、その性質が変化し強度が低下することが知向け、高温にさらされたコンクリート試験体にレーザーられており 4,5)、こうした構造物としての劣化を検査す

駆動超音波検査技術を適用し、基礎実験を行った。ここる技術の開発は、安全に廃炉作業を行う上で重要な課題

ではその結果の概要を報告する。興味を持たれた読者は、になっている。ただしこのような場所における測定では、詳細を記述した原著論文  を合わせて参照されたい。


人はもちろん、機器を近づけて測定することが一般に困難であるため、レーザーを用いた遠隔測定技術の開発が

実験方法
国立研究開発法人・日本原子力研究開発機構・楢葉遠求められている。

隔技術開発センターに設置されている“レーザーによる検査”を目指した研究・開発用装置を用いて実験を行った。装置は図 1 に示すようにパルスエネルギー数百 mJの加振用レーザーと、その超音波を測定するためのレー
ザーパワー mW クラスの計測用 CW（連続波）レーザ
ーの 2 種類で構成されている。まず試験体に加振用レーザーパルスを照射し、その表面にアブレーションプラズ
マを発生させ、その圧力で超音波を駆動する。この超音波は対象物の表面及び内部を伝播し、裏面の振動測定箇所に達する。到達した波の内、試験体表面に垂直方向の波（縦波）の変位の時間変化（速度）を、ドップラー効
図1 試験体の診断実験の模式図果に基づく波長シフトにより求める。従ってその時間波形を数値積分することにより変位（振幅）に変換するこ

さてレーザー技術は、コンパクトで遠隔操作機器ととができる。ここでは縦波の各種コンクリート中での伝─1─

搬時間を求め、伝搬速度を求めることにより、主として号を検出した結果である。図中、“トリガー信号”は加コンクリートの強度低下に関する情報を得ることを目振レーザーが照射された時刻に対応するフォトディテ

的に基礎的実証実験を行った。

クターの信号である。ただし速度信号には計測用レーザ

ーの信号処理に要する電子回路の内部遅延時間が含ま実験結果れており、水平矢印で示した時間から遅延時間を差し引

コンクリート模擬試験体は直径 10 cm、高さ 20 ㎝のいて求めた超音波の伝播速度は 4,700 m/s であった。こ円筒形状をしている。圧縮強度は福島第一原子力発電所の値は接触式超音波探傷試験により測定した結果 9)とで用いられているものと同様であり、約 35 N/mm2 でほぼ等しく、かつ健全なコンクリートの値 10)として妥ある。この試験体を準定常的に加熱、冷却して高温加熱

当であることから、遠隔、非接触を特徴とする本方式の試験体とした。
図 2 に加振用レーザー照射前の質量の測有効性が確認できた。これを踏まえ、順次高温にさらさ定値を示す。室温の試験体の質量と 105 ℃およびれた試験体を伝搬した超音波の縦波成分の速度を求め

200 ℃に加熱されたそれを比べると 2.35 kg から 2.20

た。

kg に減少している。これは水分の蒸発に対応していると考えられる。400℃を超えると水酸化カルシウムや炭酸カルシウムが発熱を伴い脱水、分解して酸化カルシウ
ムになり水蒸気や二酸化炭素ガスを放出する 4,5,8)。このような変化に対応した質量の減少と考えられる。


図 3 加振用レーザーパルスがコンクリート試験体に照射された瞬間の写真

図  に測定された加熱温度毎の縦波の時間波形を示す。温度 20℃は非加熱である。温度 ℃までの信号は数百 N+] までの幅広い周波数スペクト
ルを有しているが、温度 600℃以上では 10∼20
図 2 高温に加熱された試験体の温度に対する質量kHz のスペクトルになっており、温度 400℃以下のそれとは著しく異なっている。温度 400℃まで

図 3 にアブレーションに伴う強い発光を示す。この時発生する超音波がコンクリート中を伝搬し、試験体裏側に照射された He-Ne レーザー光の反射光と参照光との干渉により縦波成分の時間波形が求まる。フォトディテ
クターはこの強い発光時刻を検出し、縦波の伝搬時間の起点を与える。図 1 の下図は、縦波の速度に対応した信は、時間波形とそのスペクトルから弾性波の伝搬と評価できる。図  に超音波縦波成分の伝搬速度を示す。温度が上がるに従って速度が低下している。これは質量が低下したことだけでは説明ができず、コンクリート内部の変性、亀裂等の発生により伝搬速度が低下したものと考えられる。

─2─

．考察
コンクリートは、加熱温度 100 ℃程度までは強度に関して大きな変化は無いが、それより高い温度になると、セメント硬化体が水和生成物の脱水により収縮し、骨材が膨張するとされ、強度が低下する。実際、試験体を切断し、内部を顕微鏡で観察すると加熱温度が高くなるに従って亀裂が増加している 8,9)。また試験
体の圧縮試験により求めたヤング率は、加熱温度が高くなるのに従って低下することも分かった。この結果
より、加熱温度 400℃までの試験体では、超音波速度低下の主因は、コンクリートが変性しヤング率が低下したことによると考えられる。加熱温度 600℃以上の試験体では測定された縦波の成因が分かっておらず、引き続き検討を行っている。参考まで、同じ試験体に周波数 N+] の接触式超音波探傷を適用すると、亀裂によりこの温度領域では明確な信号が得られていないことを付け加えておく  。

図 加熱温度と信号波形。


一方、事故後のコンクリート保存環境に関し、加熱

亀裂等は加熱温度により顕著になっていること

後に水にさらされると、強度が回復するとの研究報告を実際に実験に使用した試験体を用いて確認しがある 11)。事故後のコンクリートの状況に合わせた、ている8,9)。一方600℃以上に加熱された試験体さらに進んだ試験が必要とされる。いずれにしてもこでは再現性良く1∼10 kＨz近辺の縦振動が観察

うした加熱や水にさらされるか否かなどによるコンクされている。またこれら試験体内部の亀裂等はリートの性質の変化を遠隔、非接触で検査すること

加熱温度400℃以下の試験体に比べ著しく増加

は、事故を起こした原子炉の廃炉作業を安全に行う上している。図に示した波形もこの亀裂と深くで必要な技術である。

関係しているものと考えられる。

次に既存の非破壊検査技術との比較に関し考察する。超音波探傷試験では、探触子を計測部位に接触させる際に接触媒質を用い、密着させて計測を行うのが一般的であるが、レーザー検査技術では接触触媒が不要なため、探触子を密着させ難い対象物や部位の計測が可能である。ただし、レーザー検査技術の場合、検査対象物表面の光学的状態、レーザー伝搬に影響のある周囲の環境に適用可能性が依存する。例えば、レー

図 5 加熱された試験体の温度に対する超音波速度

ザーの波長に対し反射率が低い材料の場合は、測定が困難になる。これは、加振用および計測用レーザーの─3─

パワーを増加すること、レーザー測定対象物表面への

例えば正木洋、後藤靖之、小林保之、紺谷修、澤田祥

再帰性反射材を貼り付けること、反射率を大きくする

平、“過酷事故を経た鉄筋コンクリート物性把握のためのために計測用レーザーの波長を最適化することで対応

基礎試験（その１）全体計画”、日本原子力学会「2014

できる場合もある。想定される種々の測定環境への対

年秋の大会」、2014、E16
4)

処も含めてシステム開発を行うことが求められる。

Hager I. Behavior of cement concrete at hightemperature, Bull. Pol. Ac.: Tech. 2013; 61: 145–154

5) 大道博行、山田知典、特集 建築・土木分野における光・レまとめ
レーザーを利用した遠隔診断技術により、加熱ーザー応用 レーザーによるコンクリート切断技術、温度 400℃までのコンクリート中の超音波の縦波

OPTRONICS (2018) No.12, pp. 67-71 とその中の参考文献

成分の伝播時間が評価できることを示した。加熱6)

Davies S J, Edwards C, Taylor G S, Palmer S B. Laser-

温度 600℃－800℃の試験体でも低周波の縦振動

generated ultrasound: its properties, mechanisms andが再現性良く測定されているが、この振動の物理

multifarious applications, J. Phys D: Appl Phys. 26: 329-

的成因は分かっておらず、今後の検討課題であ348 (1993)

る。また本技術の実用化に向けた課題としては、

7) 島田義則、オレグコチャエフ、倉橋慎理、保田尚俊、御廃炉の様々な状況に対応した、測定範囲の拡大、崎哲一、高山宜久、曽我寿孝、“レーザによるコンクリ

遠隔技術と組み合わせたシステム開発が挙げらート剥離検査技術開発”、
電気学会論文誌C、Vol.139、
No.2、

れる。

2019、P.131-136
8) T. Yamada, H. Daido, T. Shibata, Development of a laserdriven ultrasonic technology for characterizations of

謝辞
本研究開始にあたっては（公財）レーザー技術

heated and aged concrete samples, J. Nucl. Sci. Technol.

総合研究所・（故）島田義則氏、倉橋慎理氏、Oleg
Kotyaev 氏、鹿島建設株式会社・紺谷修氏、原子59, pp. 614-628 (2022) (Open access)
9)

Luu V N, Murakami K, Do T M D, Suzuki M, Yamada

力機構・河村弘氏にご協力いただいた。実験およT, Shibata T, Daido H. Applicability of ultrasonic-wave

び解析にあっては、長岡技術科学大学・鈴木雅秀

based method for integrity assessment of concrete

氏、村上健太氏、原子力機構・西村昭彦氏、羽成

severely damaged by heat, E-Journal Advanced

敏秀氏、楢葉遠隔技術開発センターの皆様にご協

Maintenance (Japan Society of Maintenology) 11 pp.

力いただいた。論文化にあたっては大阪大学・鎌163-171 (2020)

田敏郎氏にご助言をいただいた。記して謝意を表

10) 鎌田敏郎、内田慎哉、コンクリートの非破壊試験のする次第である。
（ご所属は研究当時のもの）

理論と実際③弾性波法（超音波・衝撃男性波法）の理論と実際、コンクリート工学 51, No.4 pp.340-347

参考文献

(2013)

1) 東 京 電 力 ホ ー ム ペ ー ジ 、 廃 炉 作 業 の 状 況11) Chi-Sun Poon*, Salman Azhar, Mike Anson, Yuk-Lung

https://www.tepco.co.jp/decommission/progress/ （参照2022 年 5 月13 日）
2) 原 子 力 機 構

Wong, Strength and durability recovery of firedamaged concrete after post-fire-curing,, Cement and

CLADSの 廃 炉 技 術 研 究https://clads.jaea.go.jp/jp/rd/ （参照2022 年5 月 13 日）

─4─Concrete Research 31 pp. 1307–1318 (2001)

Ca 濃縮のための狭線幅・高出力青紫色レーザーの開発− 光注入同期半導体レーザーモジュールの特性 −48

レーザーエネルギー研究チーム
宮永憲明、時田茂樹 1,2、奥田弘礼 1、鈴木達也 1
1
2

大阪大学レーザー科学研究所
京都大学化学研究所 (現所属)

１．はじめに

光吸収に伴う運動量ベクトルがレーザー光の進行方向

宇宙誕生直後に粒子と反粒子は等しく生成されたとを向いているのに対して、自然放出の光子出射方向はラ考えられているが、現在の宇宙では粒子が作る物質だけンダムであるため、系全体としては光軸方向に加速を受が残っている。
これは「宇宙の物質優勢の謎」とよばれ、ける。また、励起状態の蛍光遷移確率が 2.2×108/s と高ニュートリノの性質が謎を解決する鍵と考えられておいために、レーザービームサイズと強度を適切に選べばり、二重ベータ崩壊の研究が注目されている 1)。二重ベ

1000 回程度の光子吸収・放出が可能であり、48Ca を効ータ崩壊とは、原子核内の中性子２つが陽子２つに変わ

率的に選択して偏向させることができる。

り、電子(ベータ線)と反電子ニュートリノが２つずつ放ここで、濃縮用レーザーの周波数は、1S0 → 1P1 遷移の出される現象（2）である。ここで、ニュートリノが自然幅（34 MHz, FWHM）よりも狭い範囲に固定する必

マヨナラ性を有していれば、一つのベータ崩壊で生じた要がある。また、偏向に伴って 48Ca の吸収スペクトル

反電子ニュートリノが原子核内で電子ニュートリノには低周波数側にドップラーシフトするとともに、自然幅

転換し、別の中性子に吸収されることでもう一つのベーよりも広がっていく。飽和強度（60 mW/cm2）に等しい

タ崩壊が起きる可能性があり、この二重ベータ崩壊ではレーザービーム中を走行し、約 2の偏向を受けるまで光2)反電子ニュートリノは放出されない 。このようなニュ

子吸収・放出を繰り返した時の吸収線幅は 50~60 MHz

ートリノを伴わない二重ベータ崩壊（0）の崩壊率は程度に広がると予測されている 4)。
図 1 に濃縮装置の基本構成を示す 5)。Ca 蒸気をシー

ニュートリノの質量に依存し、極めて稀に起こる現象である。

ト状に生成し、側方からレーザー光を照射する。Ca ビ

0の観測研究は世界各国で行われており、本研究ームの典型的設計例は、幅 18 cm、厚さ 0.5 cm である。

では 48Ca に着目している。48Ca の天然存在比は 0.187 %この Ca 蒸気の厚み全体にわたってレーザ−光を吸収さしかないため、これを濃縮することが強く望まれている。

せるためのレーザー照射強度は、Ca 密度にも依存する（詳しくは ILT 2021 年報 3) を参照）

が、典型的には飽和強度の数倍が必要である。本研究では、レーザー出力の目標値は 2W であり、ビームサイズ
を18 cm0.6 cm とすると照射強度は0.19 W/cm2 である。

２．48Ca の濃縮方法
Ca の濃縮には、光吸収に伴う輻射圧（運動量付与）

48による原子ビームの偏向を利用する 3,4)。Ca 原子の基底状態 4s2 1S0 は、青紫色の光（波長0 = 422.8 nm 近傍、周
波数0 = 7.0911014 Hz 近傍）を効率よく吸収して励起状
態 4s4p 1P1 に遷移するが、この遷移の同位体シフトを利用することで、48Ca の選択励起が可能となる。励起状態の 48Ca は蛍光を放出して基底状態に戻る。このとき、

─5─

図1

Ca 濃縮装置の概略図 (基本構成)

48

入電流、すなわち温度を微調整し、FP-LD の共振器長を３．狭線幅・高出力青紫色レーザーの開発指針
Ca の吸収スペクトルに同調した波長制御性と高出48

マスターレーザー光に対する共振条件に合わせる。なお、力への拡張性・低コスト化を両立できる方法として、図

電流調整による発振周波数変化の範囲内にマスターレ

2 に示すような狭線幅レーザー光注入同期型の青紫色

ーザー光の周波数が収まるように、外付けの温度調整を

半導体レーザー (LD) の多ビームアレイ方式を採用した。

用いて FP-LD の共振器長の大まかな調整を行う。

逆進防止器

誤差信号
アイソレーター

誤差信号

マスターレーザー

狭線幅マスター 422.7XX nm
レーザー
LD1
電

電
流
変
調

高精度波長計100 mW

LD2

100 mW

LD3

100 mW源

波長計(Toptica Photonics, DL Pro)

LD
ドライバー

FP-LD

出力光

冷却器

信号処理装置温度制御器

2W
ビ ー ム)
(20ビ

PD

スレーブ
レーザー

電流
制御

低周波
フィルター

Δφ

10 MHz

ミキサー 位相シフター

図 2 注入同期青紫色半導体レーザーアレイの構成

正弦波
発生器

図 3 Pound–Drever–Hall 法による注入同期装置
マスターレーザーは、波長可変狭線幅半導体レーザー（Toptica Photonics, DL Pro, 最大 70 mW, スペクトル幅５．波長可変性能

150 kHz）である。波長計からの信号に基づいて 0.002 pm

5.1 FP-LD の基礎特性（3 MHz 相当）の安定性で発振波長の精密制御を行い、FP-LD の発振縦モード構造

Ca の吸収波長に同調する。スレーブレーザーは、ファ本研究で用いている FP-LD の構造や組成の詳細は不ブリ・ペロー共振器型青紫色 LD（FP-LD, 日亜化学,

明であるが、InGaN 量子井戸活性層を有するリッジ導波

NDV4A16, 約 100 mW）のアレイであり、個々の FP-LD

路型であると推定される。発振縦モードは図 4 に示すよに約 2 mW を注入する。約 20 個の LD の出力をアレイ

うな構造を有しており、縦モード間隔は 56.2 GHz（33.5状にまとめて、合計 2 W の出力を目指す。

pm に相当）である。活性層の屈折率として GaN の値（n48

= 2.522, 式(5)参照）を代用すると、共振器長（Lc）は 1.06
mm となる。FP-LD の発振周波数の絶対値は個々にばら４．注入同期モジュールシステム
マスターレーザー光注入による FP-LD の波長同調試つきがあるため、利得帯域内の縦モードの中の１本を験を行った。Pound–Drever–Hall 法 6,7) によるフィードバ

48

ック制御と波長安定化のための装置構成を図 3 に示す。

pm、縦モード間隔の半分）だけ移動させる必要がある。

この構成を１ビームモジュールとし、モジュール（マスこの制御が温度調整などで可能であるかは後で述べる。

Ca の共鳴波長に同調させるには、最大で 28 GHz（17ターレーザーを除く部分）を並列配置して図 2 に示す全体システムを構築する。
マスターレーザーへの注入電流を 10MHz で正弦波変調し、その出力光の一部を FP-LD に注入する。FP-LD の出力をフォトダイオード (PD) でモニターし、変調信号とミキシングした後に低周波成分を抽出して、マスター
レーザー光の周波数と FP-LD の共振周波数の差に依存する誤差信号を得る。この誤差信号を基に FP-LD の注
─6─

図 4 FP-LD の発振スペクトル（カタログデータ）

以上のことから、
FP-LD のおおまかな特性を理解する

FP-LD 共振器の諸特性の類推
共振器の寿命（c）や Q 値は次のように与えられ、こことができた。また、マスターレーザー光の注入パワーを 2 mW 程度に抑えた場合でも、1.5 GHz 程度の十分にれらの値は光注入特性を左右する。

c = –2nLc/[c ln(R1R2)](1)

Q = 0c(2)

広い同期帯域幅を確保できると予想される。

ここで、c は光速、R1 と R2 は共振器両端の反射率であ

5.2 発振波長の温度依存性の予測

る。FP-LD の端面処理を片方は 100%反射、出射端面は

FP-LD の発振波長の可変範囲ならびに波長安定化に

劈開面と仮定すると、R1R2 = 0.1867 となる。したがって、必要な温度調整などの所望精度を大まかに見積もって前述の屈折率 n = 2.522 を用いると、式(1)、(2)よりc =おく。共振器の往復光学長（S = 2nLc）は温度変化に応じ10.6 ps、Q = 4.713104 と見積もることができる。そして、て次式のように変化する。
dS/dT = 2Lc (n ∂n/∂T)

この共振器に共振する光を注入したときの最大蓄積率(4)は  e ≈ 1/(1–R1R2) = 1.2 と推定される。

ここで、は線膨張係数、∂n/∂T は屈折率の温度係数（熱注入同期帯域幅

光学係数などともよばれる）である。線膨張は主に基板

光注入同期において、周波数引き込み現象が生じる同に依存し、熱光学係数は活性層の組成に依存すると考え期帯域幅は、共振器寿命（c）、およびスレーブレーザ

られる。しかしながら、多様な GaN 系素材の屈折率のーへの注入パワー（Pin）と出力パワーに（Psl）依存し、波長分散 n()、、及び∂n/∂T の値は不明であるため、こVan der Pole 方程式から導き出される同期帯域幅（lr、

こでは GaN に対する文献値をそれぞれ用いることとす全幅）は次式で表される 8)。

る 9 - 11)。

lr = 0/(2Q)(Pin/Psl)0.5 = (2c)-1(Pin/Psl)0.5 (3)(5)

同期帯域幅の測定結果を図 5 に示す。この実験では、FP-（TE モード, 波長は µm 単位）

LD の出射端面にマスターレーザー光を集光し、そのパ

 = 5.5910-6 (c 面, 300 K 近傍)

ワー（Pml）を変化させた。また、Psl ≈ 83 mW である。
式(3)におけるc と実際に注入されたパワーPin は実測することが難しい。そこで、c としては上述の評価値（10.6 ps）を用いる。一方、マスターレーザー光の FPLD への注入効率は、導波路への結合効率と蓄積率に依存するので Pin =  in Pml（ in は一定）と仮定し、 in = 0.39とおくと図 5 の実線のように実験結果と一致する。

-5

(7)

（温度 T は絶対温度）
ただし、式(7)は波長 1550 nm における実験式（温度範囲
325~440 K）であるため、∂n/∂T が屈折率に比例すると仮定して波長 422.8 nm の値に換算した。換算係数はn(=422.8 nm)/n(=1550 nm) = 1.0885 である。
共振器定在波のノード数（用いたFP-LD では約12,600

表される。

2.5
2

d/dT = (0/n0)( n0 ∂n/∂T)

1.5
1

論値

0

2
4
6
8
マスターレーザーパワー Pml (mW)

(8)

式(8)に式(5)~(7)を代入して、300 K 付近での値を求める

実験値

0.5
0

-7

程度）を固定したときの共振波長の温度依存性は次式で3

理

同期帯域幅  lr (GHz)

3.5

(6)

∂n/∂T = –3.8110 T +3.4510 T–2.0710-10 2と、温度調整による発振波長の制御感度は 11.2 pm/K と10求められる。

図 5 同期帯域幅のマスターレーザーパワー依存性

─7─

5.3 発振波長の温度及び電流依存性の実験結果と多がある。そのために FP-LD の波長制御においては、①ビーム化における波長制御の方針

発振縦モードの１本を 48Ca の吸収線に近づけ、②この実験結果

発振縦モードとマスターレーザー光の周波数差を周波

熱電冷却（TEC）素子を FP-LD に装着し、温度調整に数引込み同期帯域幅内におさめ、③発振周波数を 48Ca のよる発振波長のチューニング特性を調べた結果を図 6

吸収線のドップラー幅内に固定する必要がある。これらに示す。297~308 K の範囲で直線的に変化し、波長制御の条件を温度調整及び電流調整で達成するための目標

感度は 15.1 pm/K である。5.2 節で述べた波長制御感度値を表 1 にまとめる。

の予測値は、
この実験値と26%の誤差で一致しており、
表 1 波長制御に必要な温度、電流の変化量及び精度

温度調整による発振波長の変化の様子を定量的に理解

波 長 (nm)できた。
421.95

制御感度

421.9

① 縦モード間隔の 1/2 幅

421.85421.8
421.75

温度調整

電流調整

15.1 pm/K

2.05 pm/mA

17 pm (28 GHz)

温度、電流の所要変化量

1.1 C

8.2 mA② 引き込み同期帯域幅0.89 pm (1.5 GHz)

（全幅）
295

300

305

温度、電流の所要精度

310③ ドップラー幅（半幅）温 度 (K)

図 6 FP-LD 発振波長の温度依存性

温度、電流の所要精度

0.059 C

0.44 mA

0.018 pm (30 MHz)
0.0012 C

8.7 pA①については、48Ca 吸収線の周波数と等間隔で並ぶ共一方、FP-LD への注入電流を変化させることでも活振器縦モードの位置関係を考えればよい。
個々の FP-LD

は、注入電流調整による発振波長のチューニング特性の共振器長に製作誤差があるとしても、48Ca 吸収線の周の実験結果を示す。27~38 mA の範囲でほぼ直線的に変波数は共振器縦モードのどれか１本の近くに位置する。

化し、波長制御感度は 2.05 pm/mA である。

したがって、最隣接縦モードを 48Ca 吸収線の周波数に

波 長

(nm)

性層近傍の温度を変化させることができる。図 7 に421.795

近づけるための周波数制御の最大幅は±28 GHz であり、421.79

これに対応する温度調整量は±1.1C、電流調整量は±421.785

8.2 mA である。FP-LD の出力を 100 mW すると注入電

421.78流は 80mW であり、上記の電流調整によって–17~+10%421.775
421.77の出力ばらつきが発生する可能性がある。したがって、
25

30

35

40

縦モード全体の周波数制御は TEC 素子を用いた温度調

電 流 (mA)

整で行うことが妥当である。

図 7 FP-LD 発振波長の注入電流依存性

次に、
ドップラー幅よりも十分に小さい誤差で 48Ca の吸収ピークに一致させる必要があり、この操作は、48Ca

波長制御の方針
Ca 濃縮実験では、図 1 に示したように、レーザーシの蛍光強度を最大化するようにマスターレーザーの波ートビームを用いる。したがって、20 本の FP-LD 出力長を制御することで達成できる。そのために、図 1 に示

ビームは水平方向に横並びに近接配置し、それぞれの出すように濃縮装置には 48Ca の蛍光強度モニターを設置

力をほぼ一致させ、かつ波長を 48Ca の吸収波長に同調する。この場合、図 2 のマスターレーザーの波長制御にさせることで、48Ca の偏向角度のばらつきを抑える必要

用いる誤差信号源は、高精度波長計から 48Ca の蛍光強

48

─8─

波 長 (nm)422.808372
422.808371
422.808370
422.808369
422.808368

4 MHz

0

0.5

1

1.5

2

2.5

3

時 間 (h)

図 8 注入同期された FP-LD の波長安定性
今後、この成果に基づいて、複数（最大 24 個）の度モニターに置き換わる。すなわち、③に関しては、FP-

FP-LD の注入同期システムを構築するとともに、48Ca

LD における特段の温度、電流調整の必要は無い。
したがって、最後に残る課題は、FP-LD の発振周波数

濃縮の実験に供する計画である。

の詳細な制御であるが、これには周波数引込み現象を利用する。②については、温度調整で対応するのは難しい

謝辞

が、電流調整の所要精度（±0.44 mA）は十分に実現できる値である。

本研究は、科学研究費補助金 新学術領域「地下から解き明かす宇宙の歴史と物質の進化（領域代表者：井上邦雄）」A02 班「48Ca を用いたニュートリノマヨラナ性６．注入同期モジュールシステムの波長安定性の研究と次世代高感度化技術（代表者：梅原さおり）」

図 3 に示すモジュールを用いて注入同期における波における分担課題であり、研究チームの梅原さおり氏、

長安定性の確認実験を行った。その結果を図 8 に示す。

吉田 斉氏（大阪大学）ならびに小川 泉氏、仁木秀明氏

用いた波長計（WS7-60, 波長確度 36 fm）の測定精度は（福井大学）に感謝する。

1 fm であるが、発振波長は 422.808370±0.000002 nm の範囲に収まっていることを確認した。波長安定性につい

参考文献ては、目標とする周波数変動が 2 MHz rms（1.2 fm）で

1） “物質優勢宇宙の誕生の謎に迫る” 日本物理学会誌 72

あるのに対して、実測された変動は約 3 時間にわたって
0.6 MHz rms に抑えられていることを確認した。

(7), 480 (2017).
2） http://wwwkm.phys.sci.osaka-u.ac.jp/research/r01.html
3） 宮永憲明, 時田茂樹, 奥田弘礼, “48Ca 濃縮のための狭線
幅・高出力青紫色レーザーの開発 -半導体レーザーの光注

７．まとめと今後の課題
上記のように、
FP-LD の周波数引込み現象における同

入同期-” ILT 2021 年報, pp. 5-8 (2021).

期帯域幅を実測し、推定した共振器特性と矛盾のない結4） 仁木秀明, 他, “二重ベータ崩壊実験用 Ca 同位体のレー果を得た。また、FP-LD の温度および注入電流による発ザー濃縮”「宇宙の歴史をひもとく地下素粒子原子核研究」

振波長の制御に関してモデル予測と実測を行い、発振波

2015 年領域研究会, 2015 年 5 月15-17 日.

長の大まかな制御と詳細な制御の方法について考察を

5） I. Ogawa, et al., SPLG-2021, Journal of Physics: Conference

行った。これらに基づいて、TEC 素子を用いた温度調整

Series, 2147, 012012 (2022).

による共振縦モードの周波数制御と注入電流の微調整

6） R. Pound, Rev. Sci. Instrum. 17, 490 (1946).

による周波数引込み条件の達成によって、
FP-LD の発振

7） R. Drever, J. Hall, et al., Appl. Phys. B 31, 97 (1983).

波長を 48Ca の吸収波長に一致させることができること

8） X. Wang, et al., IEE Proc.: Optoelectronics, 151, 476 (2004).

を確認した。さらに、Pound–Drever–Hall 法による注入同

9） G. Zhu, et al., Sci. Reports, 10:253 (2020).

期装置のモジュールを構成し、周波数変動を 0.6 MHz

10）松本 功, 他, J. Vac. Soc. Jpn., 54, 376 (2011).

rms に抑えることに成功した。

11）S. Rao, et al., Sci. Reports, 12:4809 (2022).

─9─

レーザー加熱による土質材料の建材利用
レーザープロセス研究チーム
藤田雅之、遠藤康平 1、兒玉了祐 1、田島孝敏 2、新村 亮 2、金森洋史 31

大阪大学大学院工学研究科、2 大林組、3JAXA
発されており、鋳造用砂型の作製に用いられている 2)。

１．はじめに月面探査や火星移住など惑星での人類活動に際して、これらの手法と比較してレーザー加熱法の場合は、加熱輸送機の離発着場や運搬路等を含む基地建設が必要とのための炉や型枠が不要であり、余分な材料（バインダ）

なり、建設材料を現地で調達することが求められる。そを必要としない、等の利点を有する。一方で、実用化のの解決策として、惑星の表土をファイバーレーザーで焼ためには、低重力下（月面では地上の 1/6）かつ真空中成・溶融させて積層する方法に着目した研究を進めていでの粉体の供給方法等の課題を解決していかなければる。2019 年から月の模擬砂をレーザーで加熱・焼成してならない。

立体物を作製する研究を行っており、2020 年には市販の3Dプリンターを用いた積層造形の自動化に取り組ん

2.1 実験概要だ。2021 年には、レーザー技術総合研究所、大阪大学、

図１に本研究で適用を検討したレーザー加熱積層造

大林組、JAXA の 4 者で共同研究を実施し、月の模擬砂形の手法とレーザー照射時の様子を示す。図１(a) , (b)に加えて地上の土質材料を用いて造形を行い、建設材料に粉末床溶融結合（PBF : Powder Bed Fusion）法、図１

や各種部材としての性能を評価した。

(c) , (d) に、指向性エネルギー堆積（DED : Directed Energy

マイクロ波を用いた同様の研究も行われており 1) 、Deposition）法を示す。PBF 法では、出力 60 W の CO2 レ

レーザー加熱法との比較が進められている。また、加熱ーザーを搭載した（株）アスペクトの RaFaEl II 150-HT

せずに砂を造形する技術として、
砂をバインダ（結合剤）を用いた。DED 法では 2 kW ファイバーレーザーを搭

で一層ずつ固めていく手法を用いた3Dプリンターが開載した滋賀県工業技術総合センターに設置してある三菱重工工作機械（株）（現：日本電産マシンツール（株））
製の LAMDA200 を用いた。
月の模擬砂として JAXA から提供された模擬月土
3)「FJS-1」を試料に用いた。
SiO2 が49 %、Al2O3 が16 % 、

Fe2O3 が 5 %を占める化学組成で、50%粒径 D50 が 70-75
m である。また、地上の土質材料として、珪砂 8 号ならびに桜島の火山灰を用意した。これらの粉体は、粒径が小さいと凝集しやすく、大きいとリコーターに引っ掛
かったり、ノズル内で詰まったりするので、流動性の指標であるハウスナー比が 1.25 以下となるように粒径の
図 1.

上限と下限を決め、分級して用いた。

(a), (b) 粉末床溶融結合（PBF : Powder Bed

Fusion）法と、(c), (d)指向性エネルギー堆積（DED :Directed Energy Deposition）法の模式図とレーザー照射時の様子。

2.2 月の模擬砂
PBF 法では、CO2 レーザー出力 45 W、集光スポット
径 0.2 mm で造形を行った。20mm 角の領域を掃引速度

─ 10 ─

(a)(b)

図 2 月の模擬砂を用いた積層造形；(a) PBF 法、(b) DED 法。
0.25〜0.5 m/s、ピッチ 0.02 mm で塗りつぶすようにレーを用いて積層試験を行った。
PBF 法において前節と同様

ザー照射した。層厚が小さいと砂を敷き均す際に位置ズの試験を行い、基板上に珪砂 8 号で 10 x 10 x H10 mm のレが生じ、逆に大きいと層間がつながらないため、1 層

形状精度が高い造形物（図 3 (a)）を作製することができ毎の厚みは、0.3〜0.4 mm の間で調整した。当該使用装た。本手法（あるいは、当該使用装置）は大型の造形物

置は比較的低出力で集光径が小さいため大型の造形物作製には向いていないが、形状精度が高いという特徴がの作製には至らなかったが、基板上に模擬砂「FJS-1」で再確認された。

20 x 20 x H10 mm の形状精度が高い造形物（図 2 (a)）をDED 法においても同様の試験を行い、珪砂 8 号で 27
× 27 × H20 mm の大型造形物（図 3 (b)）を作製すること

作製することができた。
DED 法では、ファイバーレーザー出力 300W、掃引速ができた。また、桜島の火山灰を用いて積層試験を行っ

度 450mm/分、スポット径 4 mm で造形を行った。このた。桜島の火山灰は FJS-1 と組成がほとんど同じである

条件で概ね 1 層当たり 2 mm 程度が積層される。最大でため、FJS-1 と同様の条件で積層を行い、25 × 25 × H18

36 x 36 x H40mm の大型造形物（図 2 (b)）を作製するこmm の造形物（図 3 (c)）を作製することができた。

とができた。この時の造形時間は約 3 時間 20 分であっ2.4 圧縮強度試験

た。

FJS-1 および珪砂 8 号を材料とした積層造形のレーザ
2.3 地上の土質材料

ー照射条件を絞り込こむことができたので、代表的なレ

地上の土質材料として珪砂 8 号および桜島の火山灰(a)ーザー照射条件で作製した造形物の圧縮強度試験を行

(b)

(c)

図 3 土質材料を用いた積層造形；(a) 珪砂 8 号で PBF 法、(b) 珪砂 8 号で DED 法、(c) 桜島火山灰で DED 法。
─ 11 ─

(a)(b)

図 4 圧縮強度試験のために処理された PBF 法で作製した供試体；(a) FJS-1、(b) 珪砂 8 号。

(a)

(b)

図 5 DED 法で FJS-1 を用いて作製した(a)井桁構造のった。供試体に対して適切な荷重を加えるために、PBF

造形物、(b)圧縮試験のために上面を研磨した状態。

法で作製した供試体は基板から外して上下面を石膏でキャッピング（図 4 参照）して試験を行った。PBF 法で作製された供試体では、FJS-1（図 4 (a)）で 3.3 N/mm2、
珪砂8 号（図4 (b)）で1.6 N/mm2 の圧縮強度が得られた。
一方、DED 法では、レーザー光の掃引間隔を調整す

(a)

(b)

ることで内部に空間を設けた井桁構造や内部が中実と

図 6 圧縮強度試験のために処理された DED 法で作製なる造形物を作製することができる。図 5 にレーザー光

した中実の供試体；(a) FJS-1、(b) 珪砂 8 号。

掃引のピッチ間隔 5mm で FJS-1 を用いて作製した(a)井桁構造の造形物、(b)圧縮試験のために上面を研磨した
表１ 模擬砂積層の照射パラメーター

状態を示す。本供試体（図 5 (b)）の圧縮強度は、47 N/mm2
であった。

PBF 法

DED 法

図 6 にレーザー光掃引のピッチ間隔2mm で作製したレーザーパワー

45 W

300 W

造形物 (a) FJS-1、(b)珪砂 8 号を示す。いずれも圧縮強スポットサイズ

0.2 mm4 mm

照射強度

140 kW/cm2

試体の圧縮強度は、図 6 (a)で 90 N/mm2、(b)で 132

掃引速度250〜500 mm/s

2.4 kW/cm2
7.5 mm/s（450 mm/min.）N/mm2 であった。

エネルギー密度0.45〜0.9 J/cm2
0.02 mm度試験のために上面が研磨されている状態である。本供PBF 法でのレーザー照射条件はDED 法に比べて集光掃引ピッチ間隔

照射強度は高いがエネルギー密度が低く、粉体が焼結されてできる造形物となっているため、大きな圧縮強度は

10 J/cm2（2〜4 回重ね塗り）

2 mm

積算照射量/層20〜40 J/cm2

20 J/cm2

積層厚0.3〜0.4 mm

約 2 mm

得られなかった。これに対して、DED 法では粉体の溶融が進み、ガラス化が起きているためにセメントコンク

一般的に PBF 法は形状精度が高く、DED 法は大型化

リート以上の強度を達成することができた。レーザー照に適しているという特徴があり、集光スポットサイズが射エネルギー密度が高く、造形物内部が密であるほど圧PBF 法で 0.2 mm、DED 法では 4 mm となっている。こ縮強度が高くなる傾向が確認された。

の違いにより、PBF 法はレーザーパワーが DED 法の約1/7 にも関わらず、照射強度（W/cm2）は 50 倍であった。
図 1 (b)の照射時の様子からも分かるが、PBF 法ではス

３．考察
PBF 法とDED 法におけるレーザー照射のパラメータ

パッタが勢いよく飛び散っている。
また、スポット径 0.2

ーは桁が異なるために単純な比較は困難であるが、積層mm、掃引速度 400 mm/s の場合、粉末床にとって 500 sを行った照射パラメーターを表 1 にまとめた。

のパルス照射を受けている状態となる。瞬間的な加熱に
─ 12 ─

究を行ってきた。月の模擬砂や地上の土質材料を粉体として用いた際の積層造形の知見を得るために、
PBF 法とDED 法の 2 つの手法について市販の 3D プリンターを用いて大型供試体作製の実験を行った。
現状の（使用可能な装置での）最適照射条件では、DED 法に比べてPBF 法のレーザー照射強度が桁違いに大きく、焼成時のプロセス温度が異なると推測される。
PBF 法の場合、サブミリのガラスビーズが凝集して層を形成するため、形状精度は高いが圧縮強度は数 N/mm2程度となった。一方で、DED 法の場合は砂（主成分は

図 7 DED 法で作製した供試体の断面。

シリカ）が連続供給され溶融固化することで層を形成す
より粉体が 100 m 前後のガラス化したビーズ状に凝集るため、熱蓄積の影響を受けるものの圧縮強度は 100

し、焼結体が形成されていると考えられる。掃引ピッチ

N/mm2 以上が得られた。

が 0.02 mm であることから、同じ箇所に 10 回ほど照射

比較的短時間で大型の建材を作製するにはDED 法がが繰り返されるが、粉体の追加供給が無いためビーズの有利でありコンクリート並みの圧縮強度が得られてい隙間を埋めた積層にはならず、圧縮強度は数 N/mm2 程るが、現状では内部にクラックが多数存在するため建材度となった。

としての“しなやかさ”や対隕石衝撃性の評価を進めて一方で、DED 法での掃引速度は PBF 法よりも数 10いく必要がある。また、将来的には真空中での粉体搬送

分の 1 遅く、低強度でゆっくりと掃引することにより、が求められるため、粉体供給機構の概念設計を進めていメルトプール（溶融池）を維持しながら、連続的に供給るところである。

される粉体を溶かして積層していくこととなる。金属溶
接における“肉盛り”と同じである。オーバーラップさ

謝辞せながらビードを形成して隙間無く粉体を溶融固化さ

本研究は JAXA 宇宙探査イノベーションハブとの共せることとなり、圧縮強度は 100 N/mm2 以上が得られ同研究で行われた。実験の遂行に際してご協力頂いたアる。課題としては、粉体の熱伝導が悪く、掃引が比較的スペクト㈱および滋賀県工業技術総合センターの関係遅いために積層物に熱が蓄積されることである。現状で各位に感謝の意を表します。

は自然冷却させながら積層しており、供試体が小さい場
合は冷却する間もなく次の積層が始まるために熱で歪

参考文献

んだ形状となる場合がある（例えば、図 3 (c)）。また、

1) 田島 孝敏 他, 「マイクロ波を用いた月面模擬砂の焼成実

ガラス化した中実の供試体の内部には、図 7 に示す様な

験 」第 65 回宇宙科学技術連合講演会、オンライン、3H14

マイクロクラックが多数存在している。

(2021).
2) https://www.nedo.go.jp/hyoukabu/articles/202002aist/index.

html.

４．まとめ
惑星探査におけるインフラ整備のための建設材料を

3) 青木 滋、金森洋史、「無人月面探査に向けた地盤の力学的月や現地で調達することを目的として、月の模擬砂をレ

試験方法の検討」、清水建設研究報告、第 89 号、pp.95-104

ーザーで加熱・焼成した積層造形による立体物作製の研(2012).

─ 13 ─

高速・高光耐性可変形鏡の開発
1

レーザープロセス研究チーム、2 レーザー技術開発室

谷口誠治 1、コスロービアン ハイク 1、稲田順史 1、本越伸二 2、藤田雅之 1

１．はじめに（大気擾乱、サーマルブルーミング

伝送地点での波面を補償による）波面の歪み

当研究所は 2018 年度から、国立研究開発法人理化学研究所の委託を受け、三菱重工業（株）とともに防衛装備
後方散乱光

庁：安全保障技術研究推進制度（研究課題「高速移動物体
への遠距離・高強度光伝送のための予測的波面制御の研

探索ビーム予測データに基づく波面補正究」）に参画している。本研究の目的は、大気中を高速移レーザー光波面（歪みなし）

動する移動体への遠距離レーザー伝送技術の開発とその波面センサー

原理実証にある。本研究で提案するレーザー伝送システ

波面情報

伝送レーザーム（予測的波面制御）1) の概略図を図 1 に示す。レーザー

制御装置

制御信号

可変形鏡

光を伝送したい遠方の地点（以下、伝送地点と呼ぶ）に向

図 1 予測的波面制御システムの概略図。先に探索ビーム

けて探索ビームを照射する。探索ビームには、伝送中にを遠方に照射し、後方散乱光を波面センサーにより対流などで大気密度や温度が変動することによる大気擾観測する。これにより伝送地点までの波面の歪みを乱（じょうらん）、熱膨張などによる光路内大気の屈折率予測し、可変形鏡を変形させておくことで伝送レー変動に起因するサーマルブルーミング（以下、両者を含

ザー光の波面を補償する。

めて大気揺らぎと呼ぶ。）により波面に揺らぎが発生す
る。

鏡面基板

探索ビームの後方散乱光を波面センサーで受光して伝接着剤送中に受ける波面の歪みを計測し、この情報に基づき伝駆動素子

送中の波面の歪みを補正するよう可変形鏡（defornable

ベースプレート

mirror）の表面を変形させる。伝送レーザーの波面を可変

制御信号

図 2 可変形鏡の基本構造（断面図）

形鏡により予め歪ませておくことで、伝送地点でのレーザー波面が補償され、高いエネルギー効率での光伝送が本システムに用いる可変形鏡には、大気揺らぎの変動可能となる。
この技術を確立するための要素技術として、レーザーをリアルタイムで補正可能な駆動速度が必要となる。大伝搬経路の波面擾乱予測手法の確立、高速波面センサー

気揺らぎの変化速度は、伝送距離や大気の風速や温度、の開発、高速・高光耐性可変形鏡の開発、レーザー伝送に

伝送レーザーの出力（光強度）などの要因に左右される。

用いる高出力 CW レーザーの開発等を進めており、その本研究では、伝送距離数キロメートル、最大風速 10 m/s

中で当研究所は、主に高速、高光耐性可変形鏡の開発をを想定しており、さらに高速移動物体へのレーザー伝送

行っている。図 2 に可変形鏡の基本構造を示す。薄く柔を考慮して、可変形鏡の開発目標を口径 100 mm、補正速軟性のある鏡面基板の背面に、縦方向に伸縮する駆動素度（波面センサーデータのサンプルレート）を最大 10 kS/s

子を複数配置し、電圧などの制御信号により鏡面を変形（=10 kHz）、光耐性（損傷閾値）>1 kW/cm2 に設定した。

させる構造である。

2020 年度までに、駆動素子にピエゾアクチュエータ（以─ 14 ─

(a)下 PA と呼ぶ。）を用い、高反射（HR）コートを施した(b)

鏡面を接着した状態での高速動作・光耐性試験を行い、
光強度 1 kW/cm2 の CW レーザー照射下でも駆動素子の高速動作が可能であることを確認し 3)、口径 100 mm の可変形鏡開発のテストケースとして口径 50 mm の小型可変形鏡の試作・動作試験を行った。その結果、影響関数 4)(c)を取り入れた PA の動作制御法を用いることにより、Zernike 多項式 5)の 15 項までの波面を高い精度で作成することができた 3, 6)。今年度は、これまでに得た知見をもとに、開発目標である口径 100 mm の大型可変形鏡を 3種製作し、動作試験を行った。以下にその結果を報告する。

図 3 Tip-Tilt 補正鏡の (a) PA 配置（3 点支持）、(b)鏡２．高速・高光耐性可変形鏡の開発

面、(c)外観

本研究では、大気中長距離伝送レーザーの波面補償に向けて3種の可変形鏡を開発する。1種目は、長距離伝送
時に最も変化が大きいとされるレーザーの進行方向のず

験配置を図 4 に示す。波面センサーからの情報を模擬すれ（Zernike多項式のチップチルト成分）を補正する鏡（以るため、Zernike 多項式を用いて計算した波面情報をもと

下Tip-Tilt補正鏡と呼ぶ。）である。2種目は次いで変化がに、それぞれの PA 位置における縦方向（z 軸方向）の変大きいビームの収束発散（デフォーカス成分）を補正す

位量を求め、事前に取得した各 PA の応答定数および影る鏡（以下Defocus補正鏡と呼ぶ。）であり、3種目は上記

響関数 6)を考慮して変位量を電圧値に変換する。
いくつか以外の高次成分を補正する鏡（以下高次項補正鏡と呼ぶ。）の波面についてこの作業を行い、それぞれの電圧値を設である。

定したのち、D/A 変換、アンプを経て各 PA を同時に動2.1 Tip-Tilt 補正鏡作させた。鏡面の形状を変化させ、それぞれの表面形状

図 3(a)に PA の配置図を示す。鏡面の中心から 30 mmを観測した。PA にはあらかじめオフセット電圧（40 V）の位置に 3 本の PA（P-840.20 PI）を均等に配置した。図を印加しており、初期状態からマイナス方向への移動も3 (b)に鏡面、図 3 (c)に外観の写真をそれぞれ示す。ベー

可能とした。図 5 に、(a)可変形鏡の初期状態、レーザー

スプレートには、鏡面を透過するレーザー光の光吸収よ

光の (b) -y、(c) y、(d) x、(e) -x、(f) x – (-y)、(g) x – y、(h) -る温度上昇を考慮し、熱膨張率が SUS（17.3× 10-6 /℃）に

x – (-y)、(j) -x – y 方向へのずれを補正する向きにそれぞれ比べて約 10%（≦2.0×10-6/℃）の低熱膨張合金インバー

0.2 mrad ずつ傾斜させた際の表面形状を示す。横軸（x, y（36Ni-Fe）を使用した。鏡面基板には機械剛性が高く動軸）の単位は mm、縦（z 軸）方向の単位は μm で、z 軸

作時の基板振動変位が小さい 105 mm 径、厚さ 2 mm の方向のみ拡大して表示してある。観測から 8 つの方向にサファイアガラス基板（片面 HR コート、PV 値: 0.75 λ、鏡面が傾いていることが確認できた。PV（Peak to Valley）

RMS: 0.15 λ（λ=633 nm）、日本真空光学社）を使用し、値からそれぞれの角度を求めると、平均値は 0.17 mrad（設

接着剤（M302-3M、EPOTEK 社）により PA と接着した。

定値の 85 %）、誤差は±5 %であった。動作角度の誤差はフィゾー型干渉計（Zygo Verifire 4inch、AMETEK 社）±5 %であることから、可変形鏡は±8.5 µrad の精度で角度を用いて Tip-Tilt 補正鏡の波面補正の様子を観測した。試の制御が可能であると考えられる。

─ 15 ─

(a)

(b)

(c)

(d)

図4 フィゾー型干渉計を用いた動作試験配置図

20

Z (µm)

Z 変位(μm)

20
15
10
5
0

0

0

25
50
75
鏡面基板端部からの距離(mm)100

図6 昨年度試作した口径100 mm Defocus補正鏡 の(a) PA
配置、(b)外観（鏡面接着後）、(c)中央のPAへの75V
印加時の表面形状、 (d)それぞれ75V（点線）、15 V（破線（初期状態））、60V印加時（実線）のX-Zプ
図5 Tip-Tilt補正鏡の (a)初期状態、レーザー光の (b) -y、

ロファイル（(c)中白線部分）の比較。周囲6本のPAに(c) y、(d) x、(e) -x、(f) x – (-y)、(g) x – y、(h) -x – (-y)、はデフォーカス成分を補正するよう補助的に電圧を(j) -x – y方向へのずれを補正する向きにそれぞれ0.2

印加した（ILT 2021年報3）より再掲）。

mrad傾斜させた際の表面形状形成精度を向上させるため、内周には8本のPAを配置し、2.2

Defocus 補正鏡

中心部と合わせて計25本で鏡面を支持した。PAは、ピエ

昨年度に口径100 mmのDefocus補正鏡の試作を行った3)。

ゾ素子（AE0505D16F、TOKIN社）を用いて新たに設計、

基板の外周2.5 mmを金属カバーにより圧迫して固定し、製作した。
図7(b)、(c)にそれぞれ鏡面、外観の写真を示す。

基板中央と内周部に配置した計7本のPAによりデフォー

鏡面基板には、105 mm径、厚さ1 mmのサファイアガラス

カス成分を補正する方式を採用した（図6(a) , (b)）。しか基板（片面HRコート、PV値: 2.72 λ、RMS: 0.56 λ（λ=633

しながらこの方式では、基板の固定時に歪みが生じて鏡nm））を使用した。鏡面を透過したレーザー光（入射光

面全体が凸形状となり、特に鏡面の外周部での平面精度の約0.2 %）が可変形鏡内部に侵入し、PAの配線部へ照射が大きく低下することがわかった（図6 (c), (d)）。また、

吸収され発熱や燃焼が発生するのを防ぐため、可変形鏡補正可能な面積は鏡面の中心から約20 mm（40 mmφ）で、の鏡面とPAの間に金メッキを施した凸面状の保護板を補正面積の拡大が課題であった（図6 (d)）。課題の解決に挿入した（図7(d)）。透過したレーザー光は保護板の金メ

は、鏡面の内周部だけでなく、外周部についても形状制ッキにより反射されるため、透過光の吸収による発熱の御を行うことが重要と考えられる。

影響を抑制できる。

この結果に基づき、Defocus補正鏡の改良を行った。図

Tip-Tilt補正鏡と同様にDefocus補正鏡の動作試験を行7(a)にPA配置を示す。基板の外周に16本のPAを配置し、った。
PAにはあらかじめ最大印加電圧150 Vの半分のオフ

オフセット電圧によりPAの変位を変えて基板の平面精

セット電圧（75 V）を印加した。その後、内周の9つのア度を調整できるようにした。また、デフォーカス成分のクチュエータを動作させて、デフォーカス形状（凸放物─ 16 ─

(a)

(b)

(c)

図 8 Defocus 補正鏡動作時の鏡面形状（3 次元表示）。

(d)

鏡面中央の PA への印加電圧 (a)最大（150 V）、(b)
100 V、(c) 75 V（初期状態）、(d) 25 V、(e)最小（0V）時。周囲の PA にはデフォーカス成分を補正す
るよう補助的に電圧を印加した。

図 7 Defocus 補正鏡（改良後）の (a) PA 配置（25 点支持）、(b)鏡面、(c)外観、(d)保護板（鏡面基板接
着前）面）、フォーカス形状（凹放物面）を作成した。図 8 に、(a) (b)デフォーカス形状、(c)初期状態、(d) (e)フォーカス形

図 9 Defocus 補正鏡動作時の鏡面形状（2 次元表示）。

状を作成した際の鏡面形状の観測結果を示す。デフォー

鏡面中央の PA への印加電圧 (a) 最大（150 V）(b)カスおよびフォーカス形状が共に再現可能であることが100 V、(c) 75 V（初期状態）、(d) 25 V、(e)最小（0わかった。図 9 は、鏡面の中心位置で x 軸方向にスライV）時。周囲の PA にはデフォーカス成分を補正す

スし、それぞれの形状を 2 次元で表示したものである。

るよう補助的に電圧を印加した。

横軸は鏡面の中心からの距離（mm）を示している。図中(a)は鏡面中央の PA の変位の最大値（印加電圧 150 V）、

2.3 高次項補正鏡(b)は 100 V 印加時、 (c)は 75 V 印加時（初期状態）、(d)

図 10(a) に PA 配置図を示す。複雑な高次項成分の補正

はは 25 V 印加時、(d)は変位の最小値（=0、印加電圧 0 V）

を行うため合計 61 本の PA を用い、隣接する PA との間時の観測結果である。初期状態での平面精度は外周部に隔が全て等しい正三角形格子状の配置を選択した。図

おいてもPV 値1 µm 以内と改良前に比べて大きく改善し10(b)、(c)にそれぞれ鏡面、外観の写真を示す。PA にはた。デフォーカスおよびフォーカス成分の形状も鏡面のTOKIN 製ピエゾ素子（AE0 203D04DF）を使用した。鏡外周部までほぼ再現できており、補正可能な面積も拡大

面基板には、近接した PA の動作に対応できるよう、機械した。デフォーカス成分の最大 PV 値は 6 µm、フォーカ

剛性が低い素材である石英基板（105 mm 径、厚さ 1 mm、ス成分の最小値は-6 µm（計 12 µm）であった。また PV

片面 HR コート、PV 値: 3.26 λ、RMS: 0.542 λ（λ=633 nm））

値は中央部の PA の印加電圧に線形応答しており、ピエを用いた。Defocus 補正鏡と同様に、PA と鏡面基板の間

ゾ電圧の線形制御が可能であることがわかった。

に金メッキを施した保護板を挿入した。（図 10(d)）。
─ 17 ─

(a)ら最大変位に変化する時間は半周期分の 100 μs であり、(b)

この時間はサンプルレートでは 10 kS/s に相当する。）。
1 kHz 動作時の最大変位量は 3.1 µm であった。ピエゾ素子のみの場合の最大変位量（4.5μm）よりも約 30 %低下
しているが、これは先端ピンの荷重や鏡面基板からの圧力によるものである。5 kHz 時の変位量の最大は 2.8 μmであった。周波数が 5 kHz の場合には半周期（100 μs）変(c)

位量はやや低下するものの低速動作時の90 %以上を保持(d)できた。図 13 は、動作周波数に対する PA の変位量である。図中●は印加電圧最大 150 V、◯は印加電圧最大 50
V 時の結果である。両条件とも PA の動作周波数に対して変位量に大きな変化は見られず、変位量も印加電圧にほぼ線形応答することがわかった。他の PA についても同様の結果が得られた。この結果は大型高次項補正鏡の
図 10 高次項補正鏡の (a)PA 配置（61 点支持）、(b)鏡高速制御が可能であることを示している。今後、干渉計

面、(c)外観、(d)保護板（鏡面基板接着前）による鏡面形状計測を行い、その性能について詳細に検証する予定である。

大気揺らぎの高次成分を補正する高次項補正鏡には、補正に必要な可動範囲（あるいは、変位量）は小さい（最大 2 μm 程度）と予測されるものの、特に高速での補正動作が要求される。高次項補正鏡の高速動作について検証
図11 レーザー振動計を用いた動作試験配置図するため、レーザードップラー振動計（PNV-RD-AVD1,
HoloBright 社）による計測試験を行った。配置図を図 11に示す。干渉計は鏡面全体の変位の分布を一度に計測できるが、データ取得に必要な時間は最小でも約 60 ms である。これに対しレーザードップラー振動計は変位量の時間変化を高速（最大 250 kHz（時間分解能~4 μs））計測することが可能である。ただし一度の計測で得られるの

図 12 (a)周波数 1 kHz 正弦波、 (b)周波数 5 kHz 正弦波

は鏡面内のある点での変位量のみである。波面情報を得（印加電圧最大 150V）で鏡面中央の PA を動作させるためには、鏡面内の位置を変えた計測を複数回行う必た時の変位量の時間変化要がある。試験では、鏡面と PA を接着した位置を計測点とし、その PA を高速動作させて変位量の時間変化を計測した。計測例として、鏡面中央の PA 位置での計測結果を示す。図 12(a)は周波数 1 kHz の正弦波、印加電圧最大
150 V で、(b) は周波数 5 kHz の正弦波、印加電圧最大 150
V で PA を動作させた時の変位量の時間変化である（周
波数 5 kHz の正弦波で動作させる場合、PA が最小変位か─ 18 ─

図 13 動作周波数に対する PA の変位量（●：印加電圧
最大 150 V、○：最大 50 V）

光伝送のための予測的波面制御の研究」）の支援により

３．まとめ
本研究では、大気中高速移動物体への遠距離・高出力実施された。ご協力頂いた国立研究開発法人理化学研究

レーザー伝送技術の確立のため、伝送時に起こる波面の所、三菱重工業（株）の関係者各位に謝意を表します。

歪みを補正可能な高速・高光耐性可変形鏡の開発を進めた。波面のチップ・チルト成分、デフォーカス成分、高次成分をそれぞれ補正する口径 100 mm の大型可変形鏡を

参考文献

3 種製作し、動作試験による性能評価を行った。今後は大1)

特開–2020-80367 (P2020-80367A).

型可変形鏡と高速波面センサーを組み合わせた波面制御

2)F. G. Gebhardt and D. C. Smith, IEEE J. Quant.
Elect., QE-7, pp.63-73 (1971).

システムを構築し、野外での実証試験を行うことを予定している。可変形鏡による波面制御技術は、長距離光通

3)谷口誠治他、ILT2021 年報、pp.14-20.

信や光無線給電 7)などの産業分野だけでなく、
高精度天体

4)

L. Huang et al., Optics Express 16(1), pp.108-114

8)(2008).

9)

観測 や地上または宇宙レーザーによるデブリ除去 といった、発展が期待される新しい応用分野にも必要とさ

5)

F. Zernike, Physica, 1, pp.689-704 (1934).

れている技術である。今後もこの技術の確立を目指して

6)

Haik Chosrowjan et al., ILT2021 年報、pp21-28.

研究を進めていく。

7)

宮本智之, 電子情報通信学会論文誌, J103–C,
pp 270-278 (2020).

謝辞
本研究は、防衛装備庁安全保障技術研究推進制度

8)

Y. Hayano et al., Proc. SPIE, 7736, p.21 (2010).

9)

T. Ebisuzaki et al., Acta Astronautica, 112, pp.102 -JPJ004596（研究課題「高速移動物体への遠距離・高強度

─ 19 ─

113 (2015).

A Novel Coherent Beam Combining (CBC) Method Using a Spiral Phase
Plate (SPP) in the Reference Channel
Laser Process Research TeamHaik Chosrowjan, Seiji Taniguchi, and Noriaki Miyanaga
1．
．Introduction

Recently, methods of CBC phase synchronization by deepHigh average power lasers, both in continuous andlearning, machine learning, etc., using mutual interference

pulse modes, are important tools in a wide range ofpatterns between multiple beams have been also suggested4, 5).

industrial fields, academy, science, and technology. To

However, in experiments, sufficient control speed and accuracy

reach higher intensities, one needs to increase thehave not been obtained yet. Summarized, establishing a simple

output power of the laser and at the same timeand accurate phase difference measurement method for fast andkeep/improve the beam quality. However, due toefficient CBC is highly desirable.

several detrimental processes like thermal degradation,

We have also suggested a new method that uses an opticalmechanical perturbations, material damage etc., lasers

vortex beam generated by a spiral phase plate (SPP), as acannot be scaled to higher power while maintainingreference beam6). Key components in the new approach are an

their beam quality simply by supplying them with more

SPP and a quadrant photodiode (QPD) for each beam channel.

pump power. Equally, they cannot be focused to

In this report, we describe the main principles of the newarbitrarily small size. To obtain ultra-high intensities frommethod (hereafter CBC_SPP method) and experimentally

multi-kilowatt class laser systems, coherent beam combining

demonstrate, as a proof of principle, its performance for two(CBC) concept seems to be one of the viable choices 1). The

beams in a tiled aperture configuration.

motivation behind it is simple - to achieve higher power,
intensity, and brightness than obtainable from a single laser

2．
．Theoretical considerations

source. In terms of the output formatting, all CBC technologies

Let’s compare a phase difference measurement based on

are divided into two categories: filled aperture and tiled aperture

two-beam interference at 0-degree crossing angle for thedesigns. The former is a method of superimposing multiple

following two cases: (a) both reference and test beams are planebeams on the same optical path with the same phase, while thewaves, and (b) one beam (reference) is an optical vortex beam,

latter one is a method of arranging multiple beams in parallel, i.

and the second beam (test) is a plane wave.

e. side by side in a tiled shape, and propagating them in-phase.

In case (a), where both reference and test beams are plane

In either method, the beam emitted from a single laser oscillator

waves, the intensity (𝐼𝐼int ) of the resulting interference can be(seed light source) is branched into several beamlets, each

expressed as:

passed through a phase modulator, amplified, and then𝑰𝑰int � 𝑬𝑬ref 𝟐𝟐 � 𝑬𝑬t 𝟐𝟐 � 𝟐𝟐𝑬𝑬ref 𝑬𝑬t � ����∆��

combined again. Real-time feedback control of the phasemodulator, based on the phase difference measurement data∆� � �t � �refbetween each amplified beamlet and a reference beam, isrequired. The most difficult part of successful CBC is the need

(1)

Here 𝐸𝐸ref , 𝐸𝐸t , 𝜙𝜙t , 𝜙𝜙ref , and ∆𝜙𝜙 are the electric field

to measure, control and lock the phases of individual beams as

amplitudes, phases and the phase difference between the test

the number of the beams increases. Several phase retrieval

and reference beams, respectively. From Eq. (1) it is clearly seen

approaches and control algorithms are already known2, 3).

that there are three unknowns (electric field amplitudes 𝐸𝐸ref ,─ 20 ─

𝐸𝐸t , and the phase difference ∆𝜙𝜙) determining the 𝐼𝐼int value,

Here ��𝑟𝑟�, 𝜙𝜙ref , r and 𝜃𝜃 are the amplitude, phase, radial-

the phase difference ∆𝜙𝜙 cannot be retrieved. Furthermore,

Let’s now consider the interference for the case (b), where

even if the intensities of the test- and reference beams are equal

one beam (reference beam) is an optical vortex beam (Fig. 1 (i)),

and constant, there will be always two values for the phaseand the second beam (test beam) is a plane wave (Fig. 2 (ii)). In

difference ∆𝜙𝜙 (except when the ∆𝜙𝜙 � 0; � 𝜋𝜋 ). The

this case the intensity of the resulting interference at 0-degree

so if there is an intensity fluctuation in at least one of the beams,

described case is a confirmation of the classic problem inand azimuthal coordinates, respectively.

crossing angle can be expressed as:interferometry: when only intensities are measured, the phase
information is lost, and it must be retrieved somehow.

𝑰𝑰int �𝒓𝒓, 𝜽𝜽� � ��𝒓𝒓�𝟐𝟐 � 𝑩𝑩�𝒓𝒓�𝟐𝟐 � 𝟐𝟐��𝒓𝒓�𝑩𝑩�𝒓𝒓� ∗As we will show below, if the phase of the reference beam

∗ 𝐜𝐜𝐜𝐜𝐜𝐜 �∆� � 𝜽𝜽�could be spatially distributed according to some known function,a simple, single-shot phase shift interference measurement(3)

could be performed. For instance, the phase of the optical vortex

Here 𝐵𝐵�𝑟𝑟� and ∆𝜙𝜙 are the electric field amplitudes for the

beam (Laguerre beam with a topological charge “1” 7)) changes

respectively. From Eq. (3) it is clear, that the interference patterndepending on the azimuth angle 𝜃𝜃 . Its phase distribution iswill have a maximum value at an azimuth angle equal to theshown in Fig. 1 in comparison with “flat” phase distribution.

test beam and the phase difference relative to the reference beam,phase difference, regardless of the intensities of the referenceand the test beams. Hence, the phase difference can be uniquely
specified within the range 0 ≤ ∆𝜙𝜙 < 2𝜋𝜋 or �𝜋𝜋 < ∆𝜙𝜙 ≤ 𝜋𝜋

by measuring the azimuth angle at which the maximum
intensity is obtained! This is shown in Fig. 2, where interference
patterns using an optical vortex beam and plane wave arecalculated for some 𝜃𝜃 values.

Fig. 1. Spatial phase distributions of the reference optical vortex(Laguerre) beam (i), and the “flat phase” test beam to be phaselocked (ii). The spiral phase structure in (i) continues infinitely
along the optical axis and the reference of the zero phase can be
set anywhere. For convenience, it is taken on the X-axis. The
azimuth- and the phase-lag directions are counterclockwisefrom the X-axis.
The complex amplitude 𝐸𝐸ref �𝑟𝑟, 𝜃𝜃� describing an opticalvortex beam in radial coordinates is given by the following
equation:
𝑬𝑬ref �𝒓𝒓, 𝜽𝜽� � ��𝒓𝒓� � �������ref � 𝜽𝜽��

(2)

Fig. 2. Calculated interference (intensity distribution pattern) by
Eq. (3) for 𝜃𝜃 = ∆𝜙𝜙 = 0; 3𝜋𝜋/4; �3𝜋𝜋/4; and �𝜋𝜋 values.

─ 21 ─

3. The principle of unique estimation of the phase difference

coordinate system is set in the interference patter center, and theusing an SPP and QPD

quadrant photodetector is arranged in such a way to correspondFrom Eq. (3) and Fig. 2 we learn that the azimuth angle atto the first to fourth sectors, respectively.

which the interference pattern has its maximum does not

Let the outputs of four quadrant sectors of the QPD be P1 todepend on the radial coordinate and matches the azimuth angle

P4. The coordinates (X, Y) of the center of gravity of theof the position of centroid in intensity distribution. Therefore,

intensity distribution can be obtained by Eqs. (4a) and (4b),detailed intensity pattern analysis is not required. It is sufficient

respectively.

to determine the position of intensity centroid, hence, a quadrant
photodetector (QPD) can be utilized.
In Fig. 3 the principal scheme of the experimental setup for
unique estimation of the phase difference between a test- andreference beams is presented.

𝑷𝑷 �𝑷𝑷 �𝑷𝑷 �𝑷𝑷X � 𝑷𝑷𝟏𝟏�𝑷𝑷𝟐𝟐�𝑷𝑷𝟑𝟑�𝑷𝑷𝟒𝟒
𝟏𝟏

𝟐𝟐

𝟑𝟑

𝟒𝟒

(4a)

𝑷𝑷 �𝑷𝑷 �𝑷𝑷 �𝑷𝑷Y � 𝑷𝑷𝟏𝟏�𝑷𝑷𝟐𝟐�𝑷𝑷𝟑𝟑�𝑷𝑷𝟒𝟒
𝟏𝟏

𝟐𝟐

𝟑𝟑

𝟒𝟒

(4b)

Finally, the azimuth angle 𝜃𝜃 can be expressed as:� � ��� ��� � acos �𝑿𝑿

�𝑿𝑿𝟐𝟐 ��𝟐𝟐�

(5)

We have also shown analytically that the above phasedifference evaluation method is not affected by the powerfluctuations and the beam profiles if the intensity distributionsof reference and test beams are axisymmetric. However, due tospace limitations we will refrain describing it here in detail andwill proceed to proof-of-principle experimental verification
section of the suggested method.
4. Experimental setup
For experimental verification of the proposed CBC_SPP
method, a proof of the principle experimental apparatus for two
beams in a tiled-aperture configuration has been constructed as
schematically drawn in Fig. 4. A diode pumped solid-state laser
Fig. 3. (top) Schematic experimental diagram for uniqueestimation of the phase difference between the test- andreference beams. SPP – spiral phase plate, BS – beam splitter,
QPD – quadrant photodetector, First, … Fourth quadrants – 4
quadrant sectors of the intensity pattern, P1 … P4 – measured
powers in the 1 … 4 quadrants of the QPD. (a) Intensity
distribution of the interference pattern and intensity centroid
position for 𝜃𝜃; (b) the definition of four quadrants on the QPD.
As shown in Fig. 3, the origin of the Cartesian X-Y(DPSSL) from the Crystal Laser LC, model CL 1064-050-S
with following parameters: CW operation at 1064 nm emission
wavelength, power ~50 mW, single TEM00 mode (M2 = 1.0 –1.2), linewidth < 10-5 nm, coherence length > 300 m, beam
diameter ~ 1.4 mm (1/e2), was used as a light source. Using
the mirrors M01 and M02, the beam was directed to a 5x beam
expander (BE) to get a ~ 7 mm diameter beam, geometricallyappropriate for the use with the SPP. A combination of a halfwave-plate (HWP1) and a polarization beam splitter (PBS1) wasused to split the single beam into two (vertically and horizontally
polarized) beams (Beam 1 and Beam 2, respectively).

─ 22 ─Compared to a simple 50% beam splitter, the HWP/PBS

through the SPP, model V-1064-10 (Fig. 5)8).

combined splitter is preferable because by choosing anappropriate rotation angle of the HWP, one can split a single
beam into two with a desired power ratio.

Fig. 5. The 0 ~ 2, 64 step spiral phase plate (SPP) with~11(width) x 11(height) mm2 dimensions.
It then passes the non-polarizing half-mirror cube (HMC), AR
Fig. 4. CBC_SPP proof of the principle experimental setup
diagram for two beams. The signal detection- and feedback unit
is shown in red color. See text for abbreviations and symbols.
After the splitting, the Beam 1 passes through a HWP2 set at 45
degrees to rotate the polarization by /2. As a result, Beam 1 andBeam 2 again retain their polarization direction parallel to eachother. Beam 1 reflects from the M1 mirror set on a piezotransducer (PZT) used in present study as a phase modulator.
The PZT is from the PI Ltd., model S310.10 (~ 6 mm open loop
travel range). Beam 2 reflects from the mirrors M2 and M3 andis arranged parallel to the Beam 1. At this stage each beam hasapproximately 16.5 mW power. The center-to-center distance
between two beams was chosen to be ~ 16 mm. After passing
one-side anti-reflection (AR) coated parallel plate (a BS withcoated L2 lens (f = 200 mm) and hits the quadrant photodetector(Thorlabs: PDQ80A). In this manner, the beam diameter (~ 3.5mm) on the PDQ80A is kept within the optimum range of 1.0~ 3.9 mm specified by the manufacturer. The four output
voltages corresponding to Ps in Eq. (4) are acquired by the
KPA101 unit to derive the intensity centroid position (X, Y).
The reflected portion of the Beam 1 passes through theparallel optical plate (OP), reflects from the M4 mirror and
HMC, and travels the same path as the Beam 2 to the QPD. As
a result, an interference pattern of two beams (phase
unmodulated Beam 1 and phase modulated reference Beam 2)
at 0-degree crossing angle is formed. To check the quality of theinterference pattern, the QPD was occasionally replaced by a
CCD camera (CCD2) for diagnostics. In Fig. 6, a snapshot of
the interference pattern taken by the CCD2 is shown.

1/24 ratio for reflection/transmission components), the beams
are focused by the AR coated lens (L1: ~ 50.8 mm diameter, f =200 mm). For the far-field-pattern (FFP) profile measurement,
the FFP is expanded using a 40x objective lens and imaged ona conventional CCD camera (CCD1).
In the reference channel, the ~ 4 % reflected portions of thebeams from the AR coated parallel plate (Fig. 4, light blue
paths) have been used as a control signal for the coherent beamcombining (CBC) in the following manner. The reflected

Fig. 6. A snapshot of the interference pattern on the PDQ (it isportion of the Beam 2 was spatially phase modulated by passing

taken by the CCD2; see also Fig. 2 and Fig. 4 for clarity).

─ 23 ─

Signals P1 …P4 captured by the QPD are transferred to the
QPD controller (KPA101) where X and Y values arevibration sheet. These precautions have kept the stability in thereference channel quite well.

automatically calculated according to the Eqs. (4a) and (4b).
These X and Y analog signals are then digitized by the analog

5. Results and discussions

to digital converter (ADC) unit (NI-9775) of the FPGA (field

In Fig. 7 the X-Y intensity distributions and X-profiles of the

programmable gate array) and used for calculating the  value

Beams 1, 2, and the resulting CBC are presented, respectively.

(Eq. (5)). The control signal is then fed to the PZT using a digitalto analog converter (DAC) unit (NI-9264). A feedback control
software based on the LabView/FPGA framework wasdeveloped. It’s flowchart is as follows: In the nth loop, (1) it
captures the intensity centroid coordinates (X, Y) from the QPD
by the ADC; (2) calculates the cosine component from (X, Y);(3) determines the azimuth angle  (i. e., the phase difference)in consideration of positive/negative sign of Y; (4) finds thecorrection voltage for the piezo actuator Vn corresponding to
the phase difference; (5) adds Vn to the previous drive voltage
Vn-1 (Vn =Vn + Vn-1); (6) converts the digital signal
corresponding to Vn to analog voltage by the DAC; (7) feeds theanalog voltage signal to the piezo driver. The control bandwidth
in the experiments was limited only by the PZT phasemodulator bandwidth (~ 1.5 kHz) used in the present study.
In present experiments only one SPP was used, so the proofof the principle experimental setup was designed in such a way,

Fig. 7. (Top row) Measured intensity distribution and thethat the Beam 2 was used also as a reference beam, and theGaussian fit of the horizontal (X) profile of the Beam 1.

Beam 1 had to be bended using the M4 mirror and HMC in the(Middle row) Measured intensity distribution and the Gaussianreference arm (Fig. 4). Hence, an optical pathlength difference

fit of the horizontal (X) profile of the Beam 2.

between the Beams 1 and 2 in the reference arm was induced,(Bottom row) Measured intensity distribution of the resulting

even if the maximum constructive combining is obtained on the

CBC profile and the Gaussian fit of the horizontal (X) profile of

CCD1. To compensate for any constant phase difference

the central lobe. The CBC was achieved using the feedback

between the two beams at QPD or CCD2, a thin parallel opticalcontrol program described above. The control bandwidth wasplate (OP) was inserted in the path of the Beam 1. By gentle

set at 1.5 kHz. Intensities of the single beams were set equal.

angular tilting of the OP and monitoring the X and Y values on
the KPA101 display, one could zero the constant phasedifference between the two beams (X → max, Y → 0). To
retain mechanical/vibrational stability in the reference channel,

The CBC efficiency 𝜂𝜂 was defined as the ratio of the CBC���, ����

central lobe Gaussian fit peak intensity (𝐼𝐼���) to themaximum possible CBC peak intensity defined as:

all elements in the reference channel including the parallel platewith the AR coating were set on a separate aluminum
breadboard and shielded from the optical table by an anti-

𝒇𝒇𝒇𝒇𝒇𝒇, 𝒑𝒑𝒑𝒑𝒑𝒑𝒑𝒑

𝒇𝒇𝒇𝒇𝒇𝒇, 𝒑𝒑𝒑𝒑𝒑𝒑𝒑𝒑

𝒇𝒇𝒇𝒇𝒇𝒇, 𝒑𝒑𝒑𝒑𝒑𝒑𝒑𝒑

𝒇𝒇𝒇𝒇𝒇𝒇, 𝒑𝒑𝒑𝒑𝒑𝒑𝒑𝒑

𝑰𝑰𝒎𝒎𝒎𝒎𝒎𝒎
𝑪𝑪𝑪𝑪𝑪𝑪 � 𝑰𝑰𝑩𝑩𝑩𝑩𝑩𝑩𝑩𝑩_𝟏𝟏 � 𝑰𝑰𝑩𝑩𝑩𝑩𝑩𝑩𝑩𝑩_𝟐𝟐 � 𝟐𝟐�𝑰𝑰𝑩𝑩𝑩𝑩𝑩𝑩𝑩𝑩_𝟏𝟏 ∗ 𝑰𝑰𝑩𝑩𝑩𝑩𝑩𝑩𝑩𝑩_𝟐𝟐

─ 24 ─

(6)

���, ����where 𝐼𝐼����_����, ����

and 𝐼𝐼����_�

are the Gaussian fit peakfluctuates. However, when the CBC control is “ON”, the PD
signal well stabilizes corresponding to the  ~ 0. The

intensity values for Beam 1 and Beam 2, respectively.

constructive interference FFP quality was also very good. The��

𝒇𝒇𝒇𝒇𝒇𝒇, 𝒑𝒑𝒑𝒑𝒑𝒑𝒑𝒑

𝑰𝑰𝑪𝑪𝑪𝑪𝑪𝑪

� 𝒎𝒎𝒎𝒎𝒎𝒎
𝑰𝑰𝑪𝑪𝑪𝑪𝑪𝑪(7)

average PD signal was estimated to be ~ 7.35 (a. u.) and the
RMSD calculated using the standard procedure was ~ 0.019).

During the experiments, the CBC efficiency was routinely
checked, and it was always above 95%.
One of the advantages of the present CBC_SPP method
is its inertness to the beam power fluctuations, because the phasedifference detection and compensation process is practicallyunaffected by the power fluctuation of the laser beams.
Although we have not done CBC experiments with powerfluctuating beams, we tested the CBC performance for 2 beams
with different powers P1 and P2 (P1/P2 ≈ 1.3), respectively. The

Fig. 8. The FFP central lobe intensity fluctuations (CBC~ 1.3 times power ratio was achieved by simply rotating thestability) versus the time. CBC feedback control is ON (red

HWP1 (Fig. 4) and separately measuring the powers of Beam 1

curve); CBC feedback control is OFF (gray curve).

and Beam 2, respectively. The CBC was achieved using the
feedback control program described above. The CBC

In Fig. 9, the power spectra of the CBC within the 0 - 500

efficiency determined by Eqs. (6) and (7) was always 90% orHz bandwidth, obtained by the FFT (fast Fourier

better.

transformation) of the data plotted in Fig. 8, are presented.

To estimate the stability and the RMSD (root mean squaredeviation) of the CBC intensity when the control feedback is“ON” or “OFF”, a simple measurement setup was constructed(not shown here). Briefly, the FFP (far field pattern) was
expanded, a pinhole was fixed just in the middle of the main
lobe position in front of the fast photodiode (PD). The pinhole
aperture size was set to be smaller than the size of the main lobe
for easy detection of the intensity fluctuations. In the present

About

experiment the aperture diameter was about ~1/3 (~ 1 mm) of
the main lobe size. Other experimental conditions were: 1.5

Fig. 9. Power spectrum (FFT) of the CBC bandwidth with (red)kHz control bandwidth (fixed); analogue bias voltage (50 V,

and without (gray) feedback control, respectively.

randomly changed during the measurements within ± 50 V),
digital bias voltage (0 V - fixed). The results are shown in Fig.
8, where the FFP central lobe intensity fluctuations for cases
when the feedback control system is ON (red) and OFF (gray),respectively, are plotted versus the time. From Fig. 8 it is clearly
seen, that when the CBC control is “OFF”, the PD signal largely

It is clearly seen that the vibrations within the 100 – 200 Hzinterval, caused by the environmental vibrations in thelaboratory, are mostly compensated by the present feedback
control system.

─ 25 ─

6．
．Summary and Conclusions

References

In this report, the general concept of the coherent beam

1)

T. Y. Fan, “Laser beam combining for high power, high-radiancecombining (CBC) technique and its importance have beensources”, IEEE Journal of Selected Topics in Quantum

briefly introduced, and the physical principles of the new CBC

Electronics, 11(3), 567 – 577 (2005).

technique based on the spiral phase plate (SPP), called

2)

CBC_SPP method, have been presented theoretically.

K. Tsubakimoto, et al., “Fast pulse train control using filledaperture coherent beam combining for high-average-power laser

A proof of the principle experimental apparatus for two
beams in tiled aperture configuration has been constructed andsystems”, Opt. Lett. 44, 5434 – 5437 (2019).
3)

T. M. Shay, J. T. Baker, A. D. Sanchez, C. A. Robin, C. L.Vergien,

described in detail. The CBC_SPP operation has been

C. Zerinque, D. Gallant, C. A. Lu, and T. J. Bronder, “High power

demonstrated experimentally for 2 beams with equal andphase locking of a fiber amplifier array”, Fiber Lasers IV,

different power ratios, respectively. The operation bandwidth ofTechnology, Systems and Applications, Proceedings of SPIE,

the present system was determined to be ~ 1.5 kHz limited only

7195, 71951M – 1-8 (2009)by the used PZT as a phase modulator. The CBC efficiency has

4)

T. Hou, et al., “Deep-learning-based phase control method for tiled

been estimated to be more than 90 % in all experiments and theaperture coherent beam combining systems”, High Power Laser

RMSD of the CBC was calculated to be ~ 0.01.

Science and Engineering, 7, e59 (2019).

Our analysis show, that the CBC_SPP method has the5)

D. Wang, Q. Du, T. Zhou, D. Li, and R. Wilcox, “Stabilization ofpotential to be used in real laser amplifier systems hence, we

the 81-channel coherent beam combination using machineplan to perform further experiments using multiple beams in thelearning”, Opt. Exp., 29, 5694 – 5709 (2021).

near future.

6)

特開2021-163805「位相差計測装置、ビーム出力装置および位相差計測方法」、PCT JP2021-005586.

Acknowledgment

7)

K. Sueda, G. Miyaji, N. Miyanaga, and M. Nakatsuka, “LaguerreGaussian beam generated with a multilevel spiral phase plate forThis work was performed with financial support and inhigh intensity laser pulses,” Opt. Exp., 12, 3548 – 3553 (2004).

cooperation with the Mitsubishi Heavy Industries, Co., Ltd.
8)

https://www.vortex-photonics.de/vortex-lenses-spiral-phaseplates.html

9)─ 26 ─

https://en.wikipedia.org/wiki/Root-mean-square_deviation

Investigations of Spectrally Tunable Nanosecond Laser Pulse Compression
Characteristics by Stimulated Brillouin Scattering (SBS) TechniqueLaser Process Research TeamHaik Chosrowjan, Seiji Taniguchi, and Toshihiro Somekawa
1．
．Introduction

spectroscopy (RRS). In later case, strict conditions are applied

There are many techniques commonly used to increase theto the excitation light sources. Broadly tunable (from NIR up to

peak power of the laser pulses by pulse compression. In thethe DUV region) lasers generating high energy, high peakultrafast regime, methods such as chirp compensation by apower, short but at the same time, narrowband laser pulses areprism pair, grating pair, etc., are used to compress an opticalrequired. One such laser system satisfying most of thepulse . However, these methods cannot be applied torequirements is tunable Ti:Sapphire laser operating in gain-

nanoseconds (ns) duration pulses. Outside of the opticalswitching mode 7). The laser emits pulses at 15 Hz repetition rate

resonator, pulse compression from several ns to sub-ns could be

and several- to a tenth of mJ energy in a spectral range between

achieved only by utilizing nonlinear light-matter interactions.

680 nm – 1000 nm. Although the second-, third- and fourth

Stimulated Brillouin scattering (SBS), a third-order nonlinear

harmonics can be easily generated covering a broad spectral

optical phenomenon, is one such practical way to achieve pulse

region down to ~ 210 nm, the shortest pulse duration obtained

compression in the ns time-domain not only with highin such a system is about 15 ns. An additional inconvenience

efficiency, but also without expanding the pulse spectral

arises from the pulse duration dependence on the emitting

bandwidth 2). SBS pulse compression in liquids has been

wavelength e.g., ~ 15 ns at 800 nm vs. ~ 30 ns at 880 nm. To

investigated for many years 3). Many SBS liquids and several

increase the peak power/brightness of the pulses, minimize thecompression geometries such as a single cell, double cellpulse duration spread versus the wavelength, and achieve good

(generator-amplifier), counter-propagating pulses, etc. have

S/N ratio in, for instance, long-range RRS measurements, twobeen utilized so far 4). Analysis of the available literature

strategies can be applied: increasing the pump power orindicates that more than 50 times pulse compression factors andcompressing the ns pulses to sub-ns duration. Due to theenergy efficiencies as high as 95 % can be achieved. Most

limitations of the power upscaling, pulse compression seems toinvestigations, however, were performed at discrete

be the most viable option.

1)

wavelengths (1064 nm, 532 nm, etc.) using quite long (1 – 3 m)

Recently, we have proposed a variable-length, compact

SBS amplifier cells 5). The primary goal in previous

SBS amplifier cell for ns pulse compression applications. In thisinvestigations was compressing Joule class, 5 – 20 ns duration

report, we describe the pulse compressor system with the new

optical pulses as short as possible (~ 100 ps) for application in

SBS amplifier cell and present first results of our ongoingthe inertial confinement fusion reaction as an ignitor-shock

investigations on pulse compression characteristics in terms of

spike 6).

pulse compression factor and energy conversion efficiency.

In our investigations we have set a goal to investigate pulse
compression characteristics of low energy (several to several

2．
．Stimulated Brillouin Scattering (SBS) phenomenon
SBS is an inelastic interaction between light and sound. It

tenths of mJ), wavelength-tunable, varying-duration ns pulses.
Such pulse systems could have different applications, forinstance, in material processing or in remote resonance Raman

can be described by the 3rd order term of the polarizationinduced in the medium by the applied optical field. It is─ 27 ─

associated with the nonlinear (3) coefficient of the electric

sweeps through and depletes the counter-propagating pumpsusceptibility of the material. The SBS is fully understood andpulse, converting the energy from the pump pulse into amathematically described physical phenomenon 8), so in this

temporally compressed Stokes pulse during the interaction.

article we will not go beyond qualitative explanations. Briefly,
SBS is initiated by spontaneous Brillouin scattering of lightfrom the background phonon field of the medium created bythermal noise fluctuations. The phonon field consists of aperiodic pressure variation, and thus a refractive index variationin the medium. The applied incident laser pump then interfereswith the Stokes scattered light to increase the amplitude of thephonon field. This in turn exponentially increases the gain of thestimulated scattering process in the backward direction. This

Fig. 2. Illustration of the SBS pulse compression process.

process is schematically illustrated in Fig 1.
In designing a pulse compressor, sufficient interaction
length of the pump and Stokes pulses is required to ensure ahigh compression factor. As the SBS begins from the leadingedge of the pulse, the interaction length should be no less thanhalf the characteristic length of the pulse in the SBS cell definedas:Fig. 1. Schematic diagram of the SBS phenomenon. The gain
for SBS is greatest in the backward direction because A<<P ≈ S, and KA ≈ 2*KP. Here P, S, and A are
pump -, Stokes – and acoustic (or Brillouin) frequencies,
while KP, KS, and KA are corresponding wave vectors,
respectively.

𝐿𝐿� �

���
��

(1)

Here  is the pump pulse duration (FWHM), c is the light
velocity and n is the refractive index of the medium. For
instance, to compress 20 ns pulses effectively, one would needa conventional SBS cell as long as ~ 2.4 m.
The properties of the SBS medium also have great impact

There are many applications of the SBS phenomenon suchon the pulse compression ratio. For example, the medium withas phase conjugation, optical limiting, coherent beam

longer acoustic phonon lifetime results in longer time for

combination, pulse compression, etc. In the following, we will

establishing the phonon field that ultimately leads to the longer

briefly describe the SBS pulse compression process.

rising edge of the SBS pulse hence, to realize higher pulse

SBS pulse compression is a Brillouin self-amplifying

compression ratio, an SBS medium with a shorter acoustic

process converting a pump pulse to a Stokes shifted pulse withphonon lifetime should be chosen. Fluorocarbons (FC-72, FC-considerably reduced pulse duration. Fig. 2 illustrates the70, FC-40, etc.) are widely used SBS media due to their broad

principle of the SBS pulse compression process. A pump pulse

Brillouin linewidth, acceptable gain coefficients, thermal andis focused into the SBS cell producing a backward scatteringchemical stability, transparency in the 400 – 1100 nm spectral

Stokes pulse at the focus. The rising edge of the Stokes pulse

region, fast phonon lifetimes, etc. In the present experiments,

─ 28 ─

FC-72 liquid with ~ 1.2 ns phonon lifetime, ~ 6 cm/GW SBS

range, ~ 50 pm (~ 0.72 cm-1) linewidth, M2 ~ 1.6, was used. FC-gain coefficient and ~ 270 MHz Brillouin bandwidth was used.

72 fluorocarbon liquid was used as an SBS liquid.
The SBS backward reflectivity (efficiency) from the FC

3. Experimental setup and results

liquid was compared with the case when a conventional mirror

The SBS pulse compressor schematics with the variable-(R = 99.5 %) was placed in place of the SBS cell unit. In case oflength (folded), compact SBS amplifier is presented in Fig. 1.

the mirror, the total efficiency (ratio of the input to output pulse
energies) for the whole optical system comprising of a beam
expander, polarizer, and a /4 plate, was measured to be ~ 80 %,i. e. the linear optical losses of the whole system were estimatedto be ~ 20 %.
First experimental results describing the characteristics ofthe pulse compression are presented in Fig. 5 (The vertical scaleFig. 3 Schematic diagram of the pulse compression system

is normalized peak intensity of the laser pulses). At 800 nm, theusing the variable-length SBS cell for SBS interaction

pulse FWHM before entering the SBS compression system

length optimization.

was ~ 18 ns. When the effective length of the SBS cell was ~ 1
m (2 passes), the pulse width was compressed to 13.8 ns withLinearly polarized pump pulse (blue line) passes theenergy efficiency of ~ 55 %. When the effective length of thepolarizer, /4 plate, SBS amplifier (50 cm cell length), and is

SBS cell was ~ 1.5 m (3 passes), the pulse width decreased totightly focused into the SBS generator cell. The generated SBS

11.2 ns with energy efficiency of ~ 42 %. At ~ 2 m (4 passes)

wave (red line) propagates back, is amplified in the SBS

SBS cell length, the pulse duration was 8.7 ns with ~ 30 %amplifier cell, and extracted by the polarizer. By changing theenergy conversion efficiency. Similar results were obtained also

angles of two mirrors (M) relative to the amplifier cell windows,

at 780 nm and 820 nm, respectively.

one can control the round-trip numbers of the laser pulse in thecell to optimize the interaction length (temporal overlap)
between the pump- and generated pulses in the amplifier. In Fig.
4, a snapshot of the experimental setup is presented. A
Ti:Sapphire laser operating in the gain-switching mode with thefollowing parameters: 15 Hz rep. rate, 10~30 mJ/pulse energy,
15~30 ns FWHM pulse duration, 680–1000 nm spectral tuning

Fig. 5 Pulse compression characteristics of the SBS compressor
at 800 nm.

Although the pulses could be compressed, the SBS energy
Fig. 4 Experimental setup of the pulse compression system.

conversion efficiency was decreased as well, and the pulse─ 29 ─

shape fluctuations appear. Our analysis shows that the mainliquid volume, has been proposed for ns pulse compression

reason for this could be the short coherence length of the pump

applications. An SBS pulse compressor was designed and built.

pulses. Indeed, the present Ti:Sapphire laser operates in gain-

Pulse compression experiments using ~ 18 ns duration, ~ 30 mJ

switching mode and the linewidth of the pulses, depending onenergy Ti:Sapphire laser pulses at 780 nm, 800 nm, and 820 nm

the wavelength, are about 15 – 20 GHz. This corresponds to awere performed. First results of our ongoing investigations on

coherence length (Lc) of just 1 ~ 2 cm. To increase the efficiency

pulse compression characteristics in terms of pulse compressionof the SBS, pulses with longer coherence length (i. e.
narrowband) must be used. This is because the SBS process by
its nature is a coherent process. Increasing the coherence length(Lcoh. ~  2/ ~ c/) means increasing the coherent portion of
the interaction length between the pump- and the Stokes waves
and enhancing the energy transfer rate/efficiency from thepump- to the Stokes pulse.
In our forthcoming experiments we will reduce thelinewidth of the pulses by employing a bandwidth etalon inside

factor and energy conversion efficiency were presented. Main
problems hindering the pulse compression ratio and energy
conversion efficiency, have been identified and efforts are madeto solve them.
Acknowledgment
This work is supported by the JSPS KAKENHI Grant Number
21K04934.

the laser resonator. In this way we hope to increase thecoherence length of the pulses and improve both the pulse

Referencescompression factor and the energy conversion efficiency.

1)

M. Seidel, J. Brons, G. Arisholm et al., Scientific Reports, 7(1410), 1 – 8, 2017.

Furthermore, we will test other SBS liquids as well. One
promising candidate is the FC-40 fluorocarbon. Many of its

2)

T. Omatsu et al., Laser and Particle Beams 30, 117 – 174, 2012.

basic properties such as chemical stability, refractive index,

3)

Z. Bai et al., Optical materials, 75, 626 – 645, 2018.

transparency etc., match the properties of presently used FC-72.

4)

S. Schiemann et al., IEEE Journal of Quantum Electronics 33, 358– 366, 1997.

However, in contrast to FC-72, the phonon lifetime is markedly
better suited (0.2 ns vs 1.2 ns for FC-40 and FC-70, respectively)

5)12434, 2017.

. Namely, the pulse compression ability will be enhanced by ~3)

6)

6 times.

C. Feng, X. Xu, and J. C. Diels, Opt. Express, 25/11, 12421 –W. Theobald, R. Betti, et al., Physics of Plasmas, 15, 056306,
2008.

4．
．Summary and Conclusions
In this report, we have described the optical pulse

7)

https://www.rp-photonics.com/gain_switching.html

8)

M. O'Connor, Doctoral Thesis, the University of Adelaide,

compression principle based on the stimulated Brillouin

https://drmc.library.adelaide.edu.au/dspace/bitstream/2440/19099

scattering (SBS) phenomenon. A variable-length, folded SBS/4/02whole.pdf, 1 – 173, 1997.

amplifier cell allowing compact cell design with reduced SBS

─ 30 ─

フ ラ ッ シ ュ 共 鳴 ラ マ ン ラ イ ダ ー に よ る S O2 ガ ス の 漏 え い モ ニ タ リ ン グ
1

レーザー計測研究チーム、2 レーザープロセス研究チーム
染川智弘 1、コスロービアン ハイク 2、谷口誠治 2

１．はじめに果を報告する。観測点から 2 m の位置に SO2 ガスの放大気中の微量有害物質の遠隔検知については、民生分出口を設置し、直径 25 cm のレーザービームで放出口付

野、安全保障分野を問わず多種多様な物質を対象として

近を照射することで広範囲の漏えいを可視化することニーズがあり、リアルタイムで分子種・状態が異なるに成功した。

様々な微量有害物質に適用可能な計測手法が望まれている。遠隔からリアルタイムで成分分析を可能とする手

２．フラッシュ共鳴ラマンライダーによる SO2 ガスの漏法としてラマンライダーがあるが、ラマン散乱光自体がえいモニタリング

微弱であるために、特に遠隔での微量分析は困難であっ2.1 フラッシュ共鳴ラマンライダーた。そこで、対象物質の吸収帯に一致した波長のレーザ

図 1 に共鳴ラマンライダーによる SO2 ガスの漏えい

ー光を用いることにより、ラマン散乱光強度が著しく増モニタリング実験の配置図を示す。使用したレーザーは、大する共鳴ラマン効果に着目し、共鳴ラマンライダーに

Nd:YAG レーザーの第 3 高調波（波長：355 nm）を、光

よる大気中微量有害物質遠隔計測技術の開発を実施しパラメトリック発振（Optical Parametric Oscillation: OPO）てきた 1-3)。

で波長可変光に変換し、そのレーザー光を高調波変換しライダー技術を利用して漏えいガスの3Dイメージをて、190～405 nm の深紫外域で波長可変光を得るシステ

取得する方式には、スキャン方式とフラッシュ方式の 2ムである。繰り返し周波数は 10 Hz で、パルスエネルギ

通りがある。スキャン方式は、コリメート光をガルバノ

ーは 2 mJ、パルス幅は 5 ns、発振線幅は 50 pm 程度であミラーなどによって高速に走査し、そのライダー信号をる。

連続で取得することによって3Dイメージを得るもので

SO2 ガスには、長 217.0 nm に吸収線がある。送出レーある。一方、フラッシュ方式ではカメラ撮像のように、

ザー光の波長を、216.8、217.0、217.2、217.4、 217.6 nm

カメラの視野内にレーザーを拡散照射することによっと変化させ、5 波長で実験を行った。レーザーは焦点距て得られる2Dイメージの取得時間を時間的に掃引する

離 120 mm の凹レンズを通して拡散光とし、送出した。

ことで 3D イメージを撮像する。フラッシュ方式は、レ

観測点から 2 m 離れた位置に SO2 ガスの放出口を設置

ーザーの走査が不要であることから、撮像画面内の時刻した。放出口位置での拡散ビーム径は 25 cm である。

ずれのないイメージが得られるというメリットはある観測点から見た SO2 ガスの放出口部分の写真を図 1

が、レーザー光を拡散ビームにするために、単位面積あの挿入図（左端）に示している。下方の白い部分がガスたりのビーム強度が落ち、微弱なラマン散乱現象などへ容器である。N2 ガスをバッファガスとして用い、100、の応用は少なく、測距などにしか利用されていない。そ250、1000ppm の SO2 ガスをガス容器の上部スリット（1こで、ラマン散乱光強度が著しく増加する共鳴ラマン効

×4 cm）から放出している（ガス流量：3 L/min）。放出

果のフラッシュ方式への適用可能性を検討した 4)。

されたガスは、スリットから上方 4.5 cm の位置に設置

本報告では、SO2 ガスの吸収ラインがある波長 217 nm

したダクト（口径：約 8 cm）によって排気される。SO2

帯のレーザーを利用したフラッシュ共鳴ラマンライダ

ガスで生じた共鳴ラマン散乱信号は、波長 218 nm のエーによる、SO2 ガス漏えいの 3D イメージを撮像した結ッジフィルターで励起波長をカットした後、バンドパス

─ 31 ─

図 1 フラッシュ共鳴ラマンライダーによる SO2 ガスの漏えいモニタリング（レーザー波長：217.0 nm）
フィルター（中心波長：222.5 nm、半値全幅：3 nm）でー波長と、それに対応するに SO2 (1151 cm-1)のラマン波

SO2 ガスの代表的なラマン信号である 1151 cm-1 付近の長と干渉フィルターの透過率を示している。本実験で使散乱光のみに制限し、深紫外用のカメラレンズ（F 値：

用した 216.8 ～217.6 nm のレーザー光波長での透過率4.5、焦点距離：105 mm）を利用して ICCD カメラに結はほぼ 0 で、SO2 ガスのラマン波長は、すべて使用した像した。

干渉フィルターの透過領域にあり、透過率は 12.8～

図 2 に励起レーザーとラマン波長の関係、ならびに使

14.9%である。

用した干渉フィルターの透過特性を、表 1 に励起レーザ
2.2 フラッシュ共鳴ラマンライダーによる漏えい位
20

Laser wavelength
15

Transmittance (%)

置情報の検知Raman wavelengthSO2(1151 cm‐1)

図1 に示しているSO2 ガス漏えいの2D 撮像イメージ
は吸収の強い波長 217.0 nm の結果である（100 回積算信

10

号）
。
撮像イメージの下の時間がゲート遅延時間であり、

500 s が ICCD カメラの位置に相当する。また、撮像した
時間幅は 3 ns である。測定距離 2 m に相当するゲート
215

217

219

221
223
225
Wavelength (nm)

227

229

遅延時間 13 ns の撮像イメージが最も信号強度が大きく、

図 2 使用した干渉フィルターの透過特性と励起レー
ザーとラマン波長の関係

写真に示したガスの放出位置から上部の排気ダクトに吸われていく様子が観測できる。また、ガスの放出口位置に相当する 13 ns のゲート遅延時間の前後で信号強度

表 1 励起波長による SO2 (1151 cm-1)のラマン波長と干が弱くなっていく様子が確認できる。撮像イメージの横方向（レーザー照射方向に対して垂直方向）のガスの広渉フィルターの透過率

がりは 6 cm 程度と小さいことから、放出したガスは上Laser wavelength（nm）

Raman wavelength (nm)SO2(1151 cm‐1)

Transmittance
（%）

216.8

222.35

14.9

217.0

222.56

14.6

217.2

222.7714.1と予測され、ゲート遅延時間が 10 ns や、16 ns の場合に

217.4

222.98

13.5

217.6

223.1912.8

観測されているレーザー照射方向 50 cm 以上にわたっ

部の排気ダクトで十分に吸われていると考えられる。そのため、レーザー照射方向のガスの広がりも 6 cm 程度て、ガスが広がっているとは考えにくい。レーザーのパ─ 32 ─

図 3 SO2 ガスの共鳴ラマン効果の波長依存性（ゲート遅延時間：13 ns）
ルス幅 5 ns から算出した距離分解能は 75 cm であり、

図 4 SO2 ガスのフラッシュ共鳴ラマンイメージの濃度

レーザー照射方向の信号の広がりとほぼ一致する。した依存性（波長:217.0nm、ゲート時間幅：5 ns、ゲ

がって、レーザー照射方向の距離分解能を向上させるたート遅延時間：13 ns）

めには、パルス幅の短いレーザーの使用と、より高速な
時間ゲート観測が可能な ICCD カメラが必要になる。

2.3 レーザー波長による共鳴ラマン効果
図 3 にはガス放出口位置に相当するゲート遅延時間
を 13 ns（時間幅：5 ns）に固定した 1000ppm の SO2 ガスの共鳴ラマン効果の波長依存性を示す。SO2 ガスの吸収量によって得られる撮像イメージに差が見られ、吸収

図 5 SO2 ガスのフラッシュ共鳴ラマンイメージの濃度のない N2 ガスのみでは信号が得られていない。

と強度の関係

図 1 で示した放出口の写真で、点線で囲った 6.3×4.5
cm で得られた共鳴ラマン信号の合計強度で比較すると、

図 5 は SO2 ガスのフラッシュ共鳴ラマンイメージの吸収が最も大きな波長 217.0 nm で得られた共鳴ラマン

濃度と強度の関係である。強度は図 4 の 1000ppm の結信号強度は、吸収の最も弱い波長 216.8 nm で得られた果に示した点線で囲った 6.3×4.5 cm で得られた共鳴ラ

信号強度と比較すると 15.7 倍大きく、ガスの吸収ライ

マン信号の合計強度としている。放出濃度と共鳴ラマンンに合った波長を利用することで、大きな信号が得られ信号強度は原点を通る直線で近似でき、窒素の撮像イメる共鳴ラマン効果の有効性がよくわかる。

ージの同エリアでの信号強度の標準偏差を σ とした 3σで検出限界を評価すると、61.7ppm である。

2.4 フラッシュ共鳴ラマンライダーの検出限界評価
図 4 には SO2 ガスのフラッシュ共鳴ラマンイメージ

３．まとめの濃度依存性を示す。レーザー波長は吸収の大きな波長

大気中の微量有害物質の遠隔検知に向けた共鳴ラマ

217.0 nm に固定し、観測時間幅は 5 ns、ゲート遅延時間

ンライダーの研究を実施しており、その新たな応用としはガス放出口位置に相当する13 nsとした。
放出するSO2てフラッシュ共鳴ラマンライダー技術を開発した。2 m

ガスの濃度によって、はっきりと 2D イメージに差が見

先の SO2 ガスの漏えいモニタリングに適用し、漏えいのられ、漏えいの様子が可視化できていることがわかる。

状態の可視化に成功した。本手法は、ガスの漏えいなど

─ 33 ─

の時間的な挙動を捉えるのに有効だけでなく、レーザー

参考文献

光の走査が不要で、空間的にも広い観測範囲をカバーで

1）

I. Asahi, S. Sugimoto, Y. Ichikawa, M. Ogita, H. Kodama, S.

きるので、効率的な漏えいモニタリングの実施につながEto, T. Higo, T. Somekawa, H. Chosrowjan, S. Taniguchi,

ると考えられる。今後は、他ガスへの応用を検討するだ

Proc. SPIE, 11166, 11166X, 2019.

けでなく、使用しやすい可搬型システムの開発に向けた

2）

S. Eto, Y. Ichikawa, M. Ogita, I. Asahi, Proc. SPIE, 11160,
11160G, 2019.

検討を実施していきたい。
3）

T. Somekawa, G. Khosrovian, S. Taniguchi, and D. Li, Proc.
SPIE, 11160, 11160R, 2019.

謝辞
本研究は、防衛装備庁が実施する安全保障技術研究推

4）

T. Somekawa, Y. Ichikawa, M. Ogita, S. Sugimoto, H.

進制度 JPJ004596 の支援を受けたものである。関係各位

Chosrowjan, S. Taniguchi, I. Asahi, Opt. Commun., 513,に深く感謝の意を表します。

128083, 2022.

─ 34 ─

レーザーによる厚肉コンクリート部材の肉厚測定技術の開発
レーザー計測研究チーム
倉橋慎理、コチャエフ オレグ、大道博行、染川智弘、手塚英志 1
1

東京電力ホールディングス株式会社

１．はじめに

本稿では、厚さ 30 cm までの鉄筋コンクリートに対し大きな重量を支える鉄筋コンクリート部材では、減肉て、比較的容易にエネルギーの大きな弾性波を励起可能の発生が保安上の懸念となるため、コンクリート部材のな機械式打撃によって誘起した超音波をレーザー振動

厚みを非破壊で測定する技術が求められている。コンク

計で測定した結果を報告する。これらの基礎検討結果か

リート部材の寸法や厚さの非破壊計測に用いられる手ら適切な弾性波励起手法の検討を実施した。

法として、超音波法と衝撃弾性波法 1)がある。超音波法
は、主に圧電効果を利用した探触子の振動によって弾性２．試験

波を励起し、振動を電圧信号に変換する機能を持つ探触2.1 コンクリート供試体

子によって検出する形態の手法全般を指す。衝撃弾性波

実機を模擬した材質構成 3)のコンクリート部材（鉄筋法は、コンクリート表面をハンマーや鋼球等で機械的に有、鉄筋なし）の作製を行い、コンクリート供試体とし打撃した際に生じる弾性波を、表面や裏面に設置した加た。供試体寸法はそれぞれ高さ 30 cm、横 30 cm で厚さ速度センサーや変位センサー等によって検出する方法

方向を 10 cm、20 cm、30 cm と変えた。それぞれの寸法を指す。この方法で励起される弾性波は超音波法によりの供試体を２個ずつ作製し、一方には鉄筋を挿入した。

励起された弾性波と比べエネルギーが大きく、かつ可聴

異形棒鋼 SD345、呼び径 D38、長さ 50 cm のねじ筋鉄筋域から条件によっては超音波領域までの広帯域な周波を用い、厚さ 10 cm の供試体は中央に、厚さ 20 cm、30

数成分を含む特徴がある。しかし、コンクリートが 1 m

cm の供試体は表面から 10 cm で高さ 15 cm の位置に配を超える厚肉の場合などでは、測定が困難なこともある。

置した。表 1 にコンクリートの配合および性質を示す。

また、人が立ち入ることが困難な福島第一原子力発電所のように、遠隔や水中での評価が必要な場合も想定され2.2 弾性波励起試験

る。

2.2.1 実験配置

一方、レーザーを用いて弾性波の励起と検出を行う技

鋼球振り子を用いてコンクリート供試体を打撃し、誘術の研究が行われている 2)。弾性波の励起にはパルスレ

起された弾性波を、レーザー振動計を用いて対面側におーザーを用い、照射領域にごく短時間に多くのエネルギ

いて非接触で検出した。図 1 に示す配置で実験を行っーを吸収させることでアブレーションもしくは熱膨張た。鋼球振り子を用いてコンクリート供試体の表面中央を引き起こし、その結果として弾性波が励起される。励（側面から 15cm 下面から 15cm）を打撃し、振り子の起された弾性波の検出にはレーザー干渉計を用いるこ

初期高さを変えることで入力するエネルギーを変えた。

とで、微小な振幅のレーザー励起弾性波を精度よく検出

弾性波検出用のレーザー光を打撃位置の対面側中央（側することが可能である。これらを組み合わせることで、面から 15cm 下面から 15cm）に照射し、伝播してきた

弾性波の励起、検出を遠隔から完全に非接触で行うこと

振動の様子を検出した。トリガ用のレーザー光を打撃位が可能であるが、厚さ 1m を超えるような厚肉部材への置の下方 2cm の位置（側面から 15cm 下面から 13cm）

適用が可能であるかを検討する必要がある。

に照射し、打撃により生じた振動がこの位置に到達した

─ 35 ─

図 1 実験配置
波形を記録し、平均化したもので、縦波の到達時刻近傍を拡大したものを図 3 に示す。また、それぞれの時間波
形を高速フーリエ変換し、同様に平均化した振動の振幅
スペクトルを図 4 に示す。
図 3 より、供試体厚さが厚くなるにつれて最初に到達する弾性波の検出時刻が遅れていく様子が見られる。各厚さにおける検出時刻と厚さの関係より、弾性波の伝播速度が約 4400 m/秒と求められた。この速度は、コンク
リートの縦波速度に近いことから、鋼球振り子の打撃に

図 2 試験の様子

より縦波が励起され、コンクリート供試体内を伝播した
時間を時刻 0 とした。また、側方からビデオカメラを用

縦波を、レーザー振動計が検出していると考えられる。
時間波形で最初に検出される振動は縦波によるもの

いて鋼球振り子の跳ね返る高さを記録した。
実際の計測時の様子を図 2 に示す。

のみを示していると仮定すると、供試体の厚さが大きくなるにつれて縦波振幅が減衰していく様子が分かる。振2.2.2 鉄筋なし供試体

幅はそれぞれ、厚さ 10 cm の供試体で 691 ミリボルト、

鋼球（直径約 1 cm, 質量約 4.22g）を用いて供試体を

厚さ 20 cm の供試体で 165 ミリボルト、厚さ 30 cm の供

打撃し、対面側で弾性波を検出する試験を行った。鋼球試体で 74 ミリボルトであった。

振り子の初期高さは約 45 cm とした。鉄筋なし、厚さ 10

図 4 から、各厚さの供試体には複数の振動モードが励

cm、20 cm、30 cm の供試体それぞれについて 10 回ずつ

起されており、またそれぞれ異なった卓越振動数を示し計測を行った。レーザー振動計で計測した 10 回の時間ていることが分かる。比較的大きな振幅を示す振動モー

表 1 供試体の製作に使用したコンクリートの配合と性質─ 36 ─

鉄筋が中央でなく表面から 10 cm に配置されているた
め、打撃位置と計測位置を入れ替えることで、鉄筋の表面からの位置が異なる二つのデータを取得した。
それぞれの厚さの供試体において記録した 10 回の時
間波形を平均化したものを図 5 に示す。
同様に振幅スペクトルを平均化したものを図 6 に示す。
凡例の鉄筋あり
厚さ 20 cm と 30 cm の後ろの括弧は表面からの鉄筋の位置を示している。
図 5 において、鉄筋なし供試体と同様に、厚さが厚くなるにつれて最初に到達する弾性波の検出時刻が遅れ

図 3 鉄筋なし供試体における時間波形ていく様子が見られる。また、縦波振幅が厚さの増大に伴い減衰していく様子が見られる。振幅はそれぞれ、厚さ 10 cm の供試体で 390 ミリボルト、厚さ 20 cm の供試体で 228 ミリボルト（6.4 cm）、178 ミリボルト（10 cm）
厚さ 30 cm の供試体で 61 ミリボルト（16.4 cm）、57 ミ
リボルト（10 cm）であった。鉄筋の挿入により弾性波の一部は反射され、また回折を受けるので、計測点での振幅は鉄筋なしの場合より減少すると予想される。
厚さ
10 cm と 30 cm の場合では振幅が減少しているが、20 cmの場合は増加している。後述するように、励起された弾性波の波長は 15cm より大きいと考えられるので、鉄筋

図 4 鉄筋なし供試体における振幅スペクトルの直径は波長に比べて十分小さく、振幅の減衰に寄与す
ド（t=10 cm の約 3.5、7、10.5、13 kHz や t=20 cm の約

る回折の効果は小さい可能性がある。
鉄筋による振幅減

4.7、9.6、12.7、14.5 kHz など）は供試体全体の変形など衰の効果については、励起波長帯域と振幅の関係を調べによる振動モードである可能性が高く、厚みが増すほどるなど、今後詳細な検討が必要である。

周波数が高くなる傾向を示している。供試体の表面と裏鉄筋が表面から 10 cm の位置に配置されている面を面で縦波が多重反射するモードは、縦波速度を 4400 m/s

打撃した場合の時間波形は、その対面側を打撃した場合とした場合、t=10 cm で 22 kHz、t=20 cm で 11 kHz、t=30と比べて、波形の立ち上がりが鈍いように見える。打撃

cm で 5.5 kHz 辺りにピークが現れると考えられ、t=10

面と計測面でコンクリートの表面仕上げの状態が異な

cm と 20 cm の供試体では微小ではあるがピークが見らっており、これが鋼球の接触時間等に影響を与え、ひいれた。t=30 cm の供試体では 5.5 kHz に明確なピークがては励起される弾性波の特性に差異が生じている可能見られなかった。

性がある。上述の振幅においても、表面から 10 cm 側は反対側と比べて振幅が小さくなる傾向が見られた。
図 6 から、鉄筋なしのときと同様に厚さによって異な

2.2.3 鉄筋有供試体
鉄筋の有無が弾性波の伝播に与える影響を確かめる

る複数の卓越振動数を示す振動モードが励起されていため、前節と同様の実験を、鉄筋を有する供試体を用いることが分かる。鉄筋なしの場合と比べて振動モードのて行った。鉄筋を有する厚さ 20 cm と 30 cm の供試体は数が増えているように見え、これは鉄筋自体が振動する

─ 37 ─

図 5 鉄筋あり供試体における時間波形

図 7 厚さ 10 cm 供試体における時間波形

図 6 鉄筋あり供試体における振幅スペクトル

図 8 厚さ 10 cm 供試体における振幅スペクトルモードが増えているためと考えられる。それぞれの厚さの平均化された時間波形を図 9 に、振幅スペクトルを図において、縦波の多重反射モードと見られる周波数のピ

10 に、厚さ 30 cm、鉄筋有り無しそれぞれの供試体の平ークが検出された。ただし、t=30 cm の供試体において均化された時間波形を図 11 に、振幅スペクトルを図 12検出された約 5.5 kHz の振動は、振幅の大きさから供試に示す。厚さ 10 cm（図 7）と 20 cm（図 9）の供試体に体の変形によるモードの可能性が高い。鉄筋を有する厚おいて、鉄筋の有無によらず弾性波の到達時間はどちら

さ 20 cm と 30 cm の供試体から得られた振幅スペクトも変わらないように見える。厚さ 30 cm（図 11）の供試

ルにおいて、打撃表面からの鉄筋の位置によらず、同一体では、鉄筋の位置が表面から 16.4 cm 側を打撃した場の固有振動モードが計測されていることが分かった。

合の弾性波の到達時間が、他の 2 つと比べて約 10 マイ

1kHz 以下で同一の振動数を示す場合があり、これらはクロ秒遅れて見える。鉄筋を回折して対面側に到達し、計測系の固有振動に起因している可能性がある。

実効的な伝播距離が長くなった可能性が考えられる。また、励起された弾性波の波長と鉄筋の被り厚が回折に影

2.2.4 鉄筋の影響響している可能性がある。

厚さ 10 cm、鉄筋有り無しそれぞれの供試体の平均化

最初に到達した縦波以降にも弾性波が検出されておされた時間波形を図 7 に、振幅スペクトルを図 8 に示り、鉄筋の有無により検出時刻やピークの位置に遅れがす。同様に厚さ 20 cm、鉄筋有り無しそれぞれの供試体見られる場合がある。
しかし、この実験の結果からでは、

─ 38 ─

図 9 厚さ 20 cm 供試体における時間波形

図 11 厚さ 30 cm 供試体における時間波形

図 10 厚さ 20 cm 供試体における振幅スペクトル

図 12 厚さ 30 cm 供試体における振幅スペクトル

どの経路を伝播してきた弾性波であるのかを同定する

直径 (mm) である。
fmax=291 / Dのが困難であるため、有限要素法による動解析などを用（１）

実験に用いた鋼球の直径 D = 10mm を用いると、fmax

いて励起された弾性波の挙動を明らかにした上で、鉄筋= 29.1kHz となり、実験で得られた縦波速度約4400 m/sec

による影響を評価する必要がある。
振幅スペクトルにおいて、全ての厚みに共通して、固より波長の最小値は約 15.1 cm となる。これより、縦波

有振動モードが鉄筋の有無によって異なっていることの減衰は骨材や空隙による散乱減衰よりも距離によるが分かり、鉄筋の存在により供試体の変形に起因するモ減衰が支配的であると想定される。距離によるエネルギ

ードの固有振動数がずれた他、鉄筋自身が振動するモーーの減衰は距離の 2 乗に反比例するため、厚さ 1 m にドが増えていると考えられる。

おける縦波の振幅は、厚さ 0.3 m と比べて 1/11 倍程度になることが想定される。一方、レーザー振動計のノイズ

2.3 考察レベルを、打撃前の出力電圧のばらつき程度と仮定する

鋼球の打撃で励起できる弾性波の上限周波数と、約 2.6 mV となる。（この値は 10 回平均したものの

fmax(kHz)は (1) 式で与えられる 4)。ここで D は鋼球のばらつきになるので、計測回数が少ないほど大きくなる─ 39 ─

と考えられる。）信号対雑音比が 10 程度あれば十分に振動を検出できるため、厚さ 1 m において振幅 26 mV、厚さ 0.3 m において約 286 mV 程度の振幅を励起できるエネルギーが求められる。
厚さ 30 cm の鉄筋なし供試体において、振幅が約 286mV となるのに必要なエネルギーを実験結果より外挿して求めるため、初期高さを 30 cm、20 cm、10 cm と変えながら最初に検出される縦波の振幅を計測した結果を図 13 に示す。同時にビデオカメラを用いて、鋼球振り子が供試体表面を打撃した後どの高さまで跳ね返ったかを撮影し、高さの差に相当する位置エネルギーが供

図 13 鋼球振り子の各初期高さと得られた信号波形

試体の打撃に用いられたと仮定した。また、打撃に用いられたエネルギーと縦波の振幅の関係を図 14 に示す。
直径 10 mm の鋼球を用いた場合、約 40 mJ 以上のエネルギーを打撃に用いることで、厚さ 1 m のコンクリー
ト部材において縦波を励起し、レーザー振動計で打撃と対面側から検出できる可能性があることが分かった。
縦波の伝播速度を得ることで、部材の厚さ計測が可能となると考えられる。エネルギーを簡単に増やすには用いる鋼球の重さを大きくすればよい。しかし、鋼球が大きくなるとその直径も大きくなり、上式からも分かるよ図 14 打撃に用いられたエネルギーと縦波の振幅

うに励起可能な上限周波数が低くなる。高周波成分が減少すると、波の立ち上がりが鈍くなり、検出には不利に

３．まとめ
厚さ1m程度の鉄筋コンクリート部材の肉厚を測定す働くことに留意する必要がある。
直径 10 mm の鋼球を用いて得られた結果と、直径るための技術開発を目指して、基礎的な検討を行った。

19.05 mm の鋼球振り子を用いて得られた結果を図15 に、

鋼球振り子を用いてコンクリート供試体に弾性波を励

それらの振幅スペクトルを図 16 に示す。大体同じ初期

起させ、励起した弾性波をレーザー振動計によって検出し、供試体内を伝播してきた弾性波の挙動を計測した。

高さによる位置エネルギーを持つように設定した。

最初に到達する弾性波は縦波で、鉄筋が存在すると回それぞれの固有振動モードのピークの位置は同じであり、打撃に用いる鋼球の大きさによって異なる振動モードが励起されることはないと考えられる。しかし、式折して伝播するため、検出時刻は鉄筋がない供試体と比べて遅れる場合があることが分かった。
コンクリート供試体には複数の固有振動モードが励（1）より、鋼球の直径が大きくなるほど励起可能な周波数帯域の上限は低くなる。そのため、10 kHz あたりを境に、低い周波数側の固有振動を励起する能力は直径が大きい方が有利で、高い周波数側の固有振動を励起する
能力は直径が小さい方が有利であることが分かる。

起されており、供試体内部を伝播する弾性波の多重散乱モードや、供試体全体の変形などによる振動モードが含まれていると考えられる。また、固有振動モードは鉄筋の有無によって異なっていることが分かり、鉄筋の存在により供試体の変形に起因するモードの固有振動数が─ 40 ─

ずれた他、鉄筋自身が振動するモードが増えていると考えられる。
鋼球の直径によって、励起される弾性波の周波数帯域が異なることが分かった。低い周波数側の固有振動を励起する能力は直径が大きい方が有利で、高い周波数側の固有振動を励起する能力は直径が小さい方が有利であると考えられる。

謝 辞本研究の一部は、東京電力ホールディングス株式会社

図 15 直径の異なる鋼球から得られた信号波形との共同研究として実施された。研究の遂行にご協力い
ただいた飯田英男氏、小林保之氏に感謝いたします。

参考文献
1）

鎌田敏郎，内田 慎哉：コンクリートの非破壊試験の理論と実際 ③弾性波法（超音波法・衝撃弾性波法）の理論と実際，コンクリート工学 51 (4), 340-347, 2013

2）

O.Kotyaev, Y.Shimada, S.Kurahashi：ILT2019, p.37-43

3）

野村顕雄、田中宏志、白阪靖人：コンクリート・ジャ
ーナル、Vol.12, No.6, pp.72-81,1974

図 16 直径の異なる鋼球から得られた振動スペクトル4）

Sansalone, M. J. and Streett, W. B.: Impact Echo, BullbrierPress, Ithaca, N.Y., 1997. 5

─ 41 ─

巨大地震前の電離層電子密度 (TEC) 異常現象のシミュレーション
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

2

大阪大学大学院理学研究科、 （株）コンポン研究所

２．地表の非定常分極電荷の発生モデル

１．はじめにレーザー技術総合研究所では、大阪大学大学院

時刻 t における地表の電荷量 Q(t) は、以下の理学研究科、（株）コンポン研究所と共同で、地方程式に従うとした。 は、再結合による電荷消球上の非定常電荷が電離層に及ぼす影響の研究

滅の寿命、td は地震発生からの遅れ時間である。

を行っている。2011 年 3 月 11 日の東北地方太平地震発生の tc だけ前の時刻からシミュレーショ

洋沖地震（MW=9.0）において、北海道大学の日置ンが始まる。
d Q  t  Qmax
Qdttc  t d 

により、地震発生 40 分前から震源上空の電離層
総電子数（TEC：Total Electron Content）の増大がd Q t 

あったことが報告された 1)。日置は、1994 年から

dt

2015 年までの Mw=8 級以上の地震について震源
去 18 回のすべての例で地震発生直前数十分以内において TEC 異常があったことを示した 2-4)。こおらず、その構築が求められている。

Q  tc td 

今までの研究により、0.01C 程度の 微小かつ拡散した電荷の効果で、電離層への影響があること

構造などにバリエーションを与えて検討を行っt  tc  t d

 t  tc  t d Q t  Q  tc  td  exp  

の現象を説明できる物理モデルはまだ存在して地表電荷の幾何学

Q

(1)
(2)

(1) 式、(2) 式は、解析的に解が求まる。
 Qmax  t 
1  exp    Q t 
t  tc  td (3)tc  td   

上空の TEC を解析し、磁気嵐の時期を除いて、過がわかった。そこで今年度はt  tc  t d

 Qmax  tc  t d  
1  exp  
tc  t d   t  tc  t d

(4)
(5)

本研究では、Qmax = 0.01 C、tc = 40 分、 = 4 分、

td = 5 分とした。分極電荷として、震源域内で正電荷が円状に拡散するモデルを仮定した。震源深た。この稿では、いくつかの例について記す。
2020 年度の Heki TEC のシミュレーション結果

さを d = 24 km とし、電子はその深さの震源域のでは、地表の電荷量 Q(t) の増大に応じて電子数

中心位置に点電荷として固定した。地表面の正電の変化があり、Q(t) の減衰と積分した電子数の減荷分布を求め、上空に現れる電場の時間発展を求衰の時間が一致する、という結果が得られた。観測では、電子数の時間発展に数分程度の時間遅れが生じている。2021 年度は、この数分程度の時間遅れを再現するために、地震発生から 5 分後までめる。簡単のため、座標系は X - Y - Z の直交座標系とした。X 軸は東西方向、Y 軸は南北方向、Z 軸は鉛直方向を表す。図 1 は、地表面の正電荷分布である。

地表側の分極電荷が存在すると仮定し、シミュレ

P (Y, Z) Z

ーションを行った。また、地表の分極電荷の内、X正電荷が地表面で円状に拡散する場合について、
2 流体シミュレーションを行った。その結果は、より Heki-TEC の結果と近いものとなった。

正 電荷
Y

d=24kmL0 = 575.44 km

図1─ 42 ─

負電荷（固定）W0 =144.54 km

地表面の正電荷分布 x  xc    y  yc   v02 t 22

図 2 は、地表面の正電荷の拡散の様子を示した

v0

東

v0

磁気）に垂直な方向の電子の速度は、次式にな

正電荷

る。

W0 =144.54 km

v0

X

v0

L0 = 575.44 km

図2

(10)

Exext = 0 なので、Extot ~ 0 とすると、磁力線（地ものである。

北Y

2

地表面の正電荷の拡散の様子

e 2 By  Ez '

vxe



vze

me  e  n evx
e By 

e B m 
2

2
y'



Ez '
By '

2
e

2
en



me  e  n Ez 'e By2'(11)(12)

Exext = 0 なので、Extot ~ 0 とすると、磁力線に垂直な方向のイオンの速度は、次式になる。

正電荷の拡散速度を v0 とし、正電荷の分布がvxi一様であるとすると、微小面積 dxdy の正電荷量dQ(t) は、次式になる。R は、時刻 t における正電荷の半径であり、R = v0 t となる。
Q  t  dx dy Q  t  dx dy
d Q t   R2
 v02 t 2

vzi 



1000

ext

4 0

v t

1

Q t 

2
0

2

rP i

3/ 2

(7)

(8)

Eext
z Y , Z , t 1

Q t 

4 0  v t2
02

 dy  dx

500

0 7
10

Yy

dx dy
3/ 2
4   0  v02 t 2    x  2   Y  y  2  Z 2 
Q t 
1Y  yc 
4   0   x 2  Y  y 2   Z  d 2  3/ 2
c
 c




(14)

図 3 は、
初期電子密度の高さ方向の分布である。

  x  2   Y  y  2  Z 2 
Q t 
1
rP  e4   0   x 2  Y  y 2   Z  d 2  3/ 2
c
 c

ext
E y Y , Z , t mi  ix n Ez 'e By2

ションを行った。

= 0、である。

Y , Z , t 
1 Q  t  dx dymi  ix n ivx
e By 

(13)

前章で説明した分極電荷を用いて、シミュレーz (km)

dE



Ez '
By 

３．シミュレーション結果

バールの法則から以下のように表される。対称性
から、Ex



e 2 By2  mi2  ix n  iz n(6)

着目点 P(Y,Z) に発生する外部電場は、ビオサ
ext e 2 Ez ' By 

8

10

9

10

10

10

-3

ne0 (m )

11

10

12

10

図 3 初期電子密度の高さ方向の分布
v0 = 10 m/s とし、東西方向に関して震源域の中心で電子数密度の時間変化を観測し、Heki TEC のシミュレーションを行った。図 4 は、(15) 式でZ
3/ 2定義した電子数の時間発展と、地表の分極電荷の  x  2   Y  y  2  Z 2 
Q t 
1Z  d 
4   0   x 2  Y  y 2   Z  d 2  3/ 2c c程度まで上昇している点。」「45 分程度までほぼ(9)一定値を保っている点」「45 分以降減少している

ここで、d = - 24 km、xc = 0、yc = L0 / 2 である。

点」が観測結果と良く一致している。6 分から 20

時間発展である。大きな傾向としては、電子数の時間発展が、「最初の 5 - 6 分程度で 0 から 0.01

積分範囲は、次式で与えられる。
─ 43 ─

数分の間の振動は、数値的なものと考えられる。
N ec  t 

L0 / 2 y / 2
1 1000 km
dz 
 ne  y, z , t   ne0  y, z   dy0km
L
0 / 2 y / 2
y

(15)
0.015

1 10

-3

8 10

-4

6 10

-4

4 10

-4

Nec (t) / TEC unit

0.005

2 10

-4

は、電子数の時間発展が、「最初の 5 - 6 分程度で0 から 0.01 程度まで上昇している点。」「45 分程
少している点」が観測結果と良く一致している。
分極電荷モデルとして、震源域内で正電荷が円

Q(t) (C)電子数

異常が見られることが分かる。大きな傾向として度までほぼ一定値を保っている点」「45 分以降減

Q(t)
0.01

時間発展を見ると、地震発生から 5 分後まで TEC状に拡散すると仮定して、シミュレーションを行った。5 m/s < v0 <10 m/s の場合に、Heki TEC の観測結果とよく一致する、という結果となった。
地表側の分極とその幾何学的構造や時間変動

0

図 4

0

10

20

30

40

Time (min)

50

0
60

などの Heki - TEC への影響について

今後検討して行く予定である。

(15) 式で定義した電子数の時間発展と、地
参考文献

表の分極電荷の時間発展

４．結言、及び今後の課題

1)

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

2)

K. Heki and Y. Enomoto, J. Geophys. Res. Space Phys.,

地震発生後 5 分程度まで TEC 異常が見られる、

120, 7006-7020, (2015).

という Heki – TEC の観測結果を再現するために、

3)

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

地震発生から 5 分後まで地表側の分極電荷が存

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

在すると仮定し、Heki – TEC のシミュレーションを行った。シミュレーション結果でも、電子数の─ 44 ─

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

固体とレーザーの相互作用に関する量子力学的考察
理論・シミュレーションチーム
古河裕之、矢花一浩 1、長友英夫 2、三間圀興 2
1

筑波大学計算科学研究センター

2

大阪大学レーザー科学研究所
２．固体中の電子の波動関数、及びバンド構造[4]１．はじめに大阪大学レーザー科学研究所との共同研究では、近赤固体は、原子が結晶構造を組んでおり、電子の波動

外の超短パルスレーザーを用いた微細加工プロセスの関数に周期性が表れ、所謂バンド構造を形成する。結

シミュレーション手法の高度化を進めている。本報告は、晶中の電子の波動関数、及びポテンシャルは、ブロッ

共同研究の現状と展望をまとめたものである。

ホの定理で表される関数形を持つ。 tn は格子ベクト

ピコ秒もしくはサブピコ秒のパルスレーザー加工でル、Km は逆格子ベクトルである。

は、レーザーの吸収は厚さ数十ナノメーターの層で生じ、

 r  
t n  exp  i k  t n    r (1)

過渡的に超高圧が発生し気体・液体・固体相の圧縮膨張

V r  tn  V r 

(2)

が超音速で進行することより、加工面はピコ秒のオーダ

t n  n1 a1  n2 a2  n3 a3(3)ーで変化する気・液・固体の混相状態になる。よって、

K m m1 b1  m2 b2  m3 b3(4)

初期の固体とレーザーの相互作用も含め、このような、

bi  a j 
2  ij(5)

結晶中の 1 電子の波動関数は、シュレディンガー方

混相状態と超短パルスレーザーとの相互作用をモデル化し、正確なレーザー吸収の時間空間変化をシミュレー

程式で決定される。

ションに反映することが重要である。2021 年度は特に、

 2 2  V  r     r  E   r 

 2me


超短パルスレーザー加工において非常に重要である「初期のレーザーと固体の相互作用」の解明に注視した。本

平面波展開と周期性より、固有状態は以下のように研究において、時間依存密度汎関数理論 [1-3] を固体に書ける。

適用し、レーザーと固体の相互作用の理論モデルを構築

k  r する。具体的には、時間依存密度汎関数理論コードであ

c
Km

k
Km

exp i  k  K m   r 

(7)

エネルギー固有値も k, Km の関数となるため、る「SALMON (Scalable Ab-initio Light-Matter simulator for
Optics and Nanoscience )」を用いて、Si 結晶と SiO2 結晶(6)複雑な構造（バンド構造）を持つ。

の誘電応答関数、屈折率、及び光電場による励起エネル
ギーの時間発展を求めた。レーザー加工の観点からは、

３．密度汎関数理論[4]レーザーと固体金属の相互作用の理論モデル構築が必

密度汎関数理論により、全系の基底状態のエネルギー要となるが、時間依存密度汎関数理論を金属に適用してが電子密度の汎関数として一意的に決まることが保証計算を行うことは、非金属の場合と比べ非常に難しい。

され、さらに 1 電子密度、及び 1 電子波動関数を決め現段階では、論文で良く計算されている物質として Siる式が与えられる。

を選択した。また、光学素子の損傷閾値の評価の準備の観点から SiO2 を選択し、計算を行った。現在、矢花ら
により、時間依存密度汎関数理論を用いたアルミニウムの誘電応答関数等の計算が精力的に行われている。
─ 45 ─

全電子系のエネルギーは、次式で与えられる。

E ne  r   T0  ne  r    U  ne  r  
 E XC  ne  r     dr vext  r  ne  r (8)n  r  ne  r  
1
d r  d r er  r
2

U  ne  r   

(9)

ここで、T は運動エネルギー、U は電子間静電相互作
0に発生する電流を計算し、それをフーリエ変換して複素電気伝導度を求め、複素電気伝導度から複素誘電関数を求める。

用エネルギー、vext は外場ポテンシャル、EXC は交換相j r, t 

関エネルギー、である。基底状態の電子密度は、(8) 式において E が最小値を取るように決定される。

jε ij 
  ij 

いて、次のように書けると仮定する。
2

(16)
(17)

ji     σ ij   E j  

電子密度が、規格直交化された 1 電子波動関数を用

ne  r    k  r 

1

e



 Re  i*  r, t   i   c A  t  i  r, t 
me i

4 i



σ ij  

(18)

(10)

k

５．時間依存密度汎関数理論により求めた誘電応答関N 電子波動関数が単一のスレーター行列式で書けると数、屈折率、反射率

きは、(10) 式は正しい。規格直交条件の下で(8) 式の変

時間依存密度汎関数理論により、Si 結晶及び SiO2 結

分を行うことで、Kohn - Sharm の方程式が得られる。

晶の誘電応答関数、複素屈折率、反射率を求めた。誘電1
H KS  2  veff  r 
2(11)

H KS k  r    k k  r (12)n  r
veff  r  vext  r    d r  e
 v XC  r r  r

応答関数は、(16) –(18) 式で求めた。複素屈折率は、(19)–(21) 式で求めた。反射率は、(22) 式で求めた。

            
2
1

 
            
2
1

r
 

(13)

i

ここで、veff は有効 1 電子ポテンシャル、vH は電子間
静電ポテンシャル、vXC は交換相関ポテンシャル、であ
る。

1/ 2

2
r

2
i

r

2
r

2
i

r

(19)

1/ 2

(20)

n

  r    ii  
2

(21)
2

n    1
 r    1  i2  

(22)
2
2
n    1
 r    1  i2  R  

ここで、n() は複素屈折率、r() は複素屈折率の実部、
４．時間依存密度汎関数理論[1-3]i () は複素屈折率の虚部である。

第一原理計算手法である時間依存密度汎関数理論で

図 1 (a) は、求めた Si 結晶の誘電応答関数の実部、は、結晶における光応答を調べる場合にレーザー電場を(b) は、求めた Si 結晶の誘電応答関数の虚部である。

50

依存のシュレディンガー方程式を解き、波動関数の時間
空間発展を求め、光から物質中の電子にエネルギーが移行する様子を求める。初期の波動関数は、密度汎関数理論により求める。基礎式は次式である。

i

 i  r , t t2
 1 
e


A



i
t
 


c

(14)
 2me  vext  r   vH  r, t   vxc  r, t    i  r, t tA t    c  E t  d t 
0(15)

時間依存密度汎関数理論で線形応答を調べる場合は、
時刻 t = 0 で基底状態に弱いインパルス電場を加えた時
─ 46 ─

誘電応答関数（実部）

ベクトルポテンシャル A(t) で記述し、A(t) を含む時間

40
30
20
10
0

(a)

-10
-20
-30
1

2
3
4
光子エネルギー (eV)

図 1 求めた Si 結晶の誘電応答関数(a) 実部

5

図 3 (a) は、求めた SiO2 結晶の誘電応答関数の実部、(b) は、求めた SiO2 結晶の誘電応答関数の虚部である。

50

7

(b)

40

誘電応答関数（実部）

誘電応答関数（虚部）

60

30
20
10
0

1

2
3
4
光子エネルギー (eV)

5

6
5
4

誘電応答関数（虚部）

屈折率（実部）

7

3

3
2
1
5
10
15
光子エネルギー (eV)

20

6

(a)

(b)

5
4
3
2
1
0

1

0

5
10
15
光子エネルギー (eV)20

図 3 求めた SiO2 結晶の誘電応答関数0500 1000 1500 2000 2500
波長 (nm)(a) 実部、(b) 虚部

6

図 4 は、求めた SiO2 結晶の複素屈折率である。
2.5

5
4

2

(b)

3

屈折率

屈折率（虚部）

4

7

求めた Si 結晶の屈折率の虚部である。

2
1
0

5

0

図 2 (a) は、求めた Si 結晶の屈折率の実部、(b) は、

0

(a)

0

(b) 虚部

2

6

実部

1.5
1
0.5

0

500 1000 1500 2000 2500
波長 (nm)0

図 2 求めた Si 結晶の複素屈折率(a) 実部、(b) 虚部

虚部

0

200

400

600

800 1000 1200

波長 (nm)

図 4 求めた SiO2 結晶の複素屈折率
─ 47 ─

図 5 は、Si 結晶及び SiO2 結晶の反射率である。

1 10

14

8 10

13

6 10

13

4 10

13

2 10

13

1

0.6

I ( W / cm2 )

反射率

0.8

Si

0.4
0.2
SiO2
0

0

200

400

600

0

800 1000 120005波長 (nm)10

15Time (fs)20

図 7 光強度の時間発展

図 5 Si 結晶及び SiO2 結晶の反射率

加えた電場が電子に対してした仕事の時間発展につ

６．時間依存密度汎関数理論により求めた、
光電場による電子の励起エネルギー

いて、記す。時間依存密度汎関数理論コードである

本研究では、ベクトルポテンシャルを次式で与えた。

「SALMON (Scalable Ab-initio Light-Matter simulator for

Optics and Nanoscience )」では、全電子系のエネルギーを単位系は、ガウス単位系である。
A
 t 
Az  t    0 cos 2   cos  t 

T 

(23)

Eall  t     d r  i*  r, t 

電場、光の強度は、次式で与えられる。
1 d Az  t 
Ez  t   
c dt


(25)

T はパルス幅、 は光の角周波数、c は光速である。図
6 は、T = 15 fs、、光のエネルギー = 1.55 eV（波長 =800 nm）、光のピーク強度 = 1014 W/cm2、の場合の電場

Ez ( V / m )の時間発展、図 7 は、光強度の時間発展である。

2 10

10

1 10

10

2
e
 1 



i



A
t
 vext  r    i  r, t 





c

 2 me 1  d r vH  r, t    r, t   E XC  r, t 2(24)

I  t   c Ez2  t  / 8

10



i

A0 d  2   t cos   cos  t  c  d t 
T 


3 10

次式で定義している。

(26)

SALMON では、電場により発生する分極により電子が動いているエネルギーを、全電子系のエネルギーの計算に含めている。線形応答の範囲（電子が励起しない程度の光強度）で、分極は分散効果を無視すれば、P(t) =  E(t) である。ここで、は感受率。分極の時
1

間微分は電流である。J(t) = d P(t) / d t =  d E(t) / d t。電1子励起のエネルギーは、次式になる。
Eex  t 0t

J t  E t  d t   E t  / 2

0

2

1

(27)

-1 10

10

よって、電子が励起しない程度の光強度では、全電

-2 10

10

子系のエネルギーは、電場の 2 乗（光の強度）に比例

-3 10

10

した振る舞いをする。
0

5

10

Time (fs)

図 6 電場の時間発展

15

図 8 は、
加えた電場が Si 結晶中の全電子に対してし20

た仕事の時間発展、である。(a) 光のピーク強度 = 109

W/cm2、(b) 1010 W/cm2、(c) 1011 W/cm2、(d) 1012 W/cm2。
─ 48 ─

Eall – Eall0 ( eV / atom )

1 10

-4

8 10

-5

6 10

-5

4 10

-5

2 10

-5

図 8 の縦軸は、時刻 t の全電子系のエネルギーから
初期の全電子系のエネルギーを引いたものの 1 原子当

109 W/cm2

りの物。横軸は、時間。図 8 から分かるように、光強(a)

度が強くなると、電場が Si 結晶中の全電子に対してした仕事の時間発展が一定値を取るようになり、一定数の電子が励起されていることを表す。

Eall – Eall0 ( eV / atom )

0

1 10

-3

8 10

-4

6 10

-4

4 10

-4

2 10

-4

図 8 の全電子系のエネルギーから電場の 2 乗（光の強度）に比例した項を取り除き、光電場による電子の励
0

5

10

Time (fs)15

20

起エネルギーを求める方法を記す。

(1) 求めたい計算の光強度を I1 とする。
(2) パルスの形状は同じで、光強度を十分小さい I2 と1010 W/cm2

した計算を行う。

(b)(3) (1)の全電子系のエネルギーを E1(t)、(2)の全電子系のエネルギーを E2(t)とする。

(4) E2 (t) x ( I1/ I2) が、E1(t)の振動部分に近いことがわ

0かる。

(5) E1 (t) - E2 (t) x (I1/ I2 ) は、おおよそ振動成分が取り
0

5

10

Time (fs)15

20

除かれたものになり、光電場による電子の励起エネルギーが求められる。

0.01

1011 W/cm2

0.008

(c)

図 9 は、Si 結晶において、(1) – (5) により求めた、

I1 = 1011 W/cm2、I2 = 109W/cm2 の場合の、光電場による電子の励起エネルギーの時間発展である。

0.006

光電場による励起エネルギー ( eV / atom )Eall – Eall0 ( eV / atom )

0.012

0.004
0.002
0

0

5

10

Time (fs)15

20

Eall – Eall0 ( eV / atom )

0.3

0.2

1012 W/cm2

-3

4 10

-3

3 10

-3

Si

2 10

-3

1011 W/cm2

1 10

-3

0

0

5

10

Time (fs)1520

図 9 Si 結晶における、1011 W/cm2 の場合の光電場によ

(d)

0.1

5 10

る電子の励起エネルギーの時間発展
図 10 は、Si 結晶の場合の光電場による電子の励起

0

0

5

10

Time (fs)15エネルギーの光強度依存性である。Si 結晶の場合、直接

20

バンドギャップの大きさは 3.4eV 程度なので、フォノン

図 8 加えた電場が Si 結晶中の全電子に対してした仕事の時間発展の効果を考慮しない場合は、2 – 3 光子吸収が必要となる。図 10 の結果もそれを裏付けている。

─ 49 ─

Eall – Eall0 ( eV / atom )

-1

Si

10

-2

10

-3

10

-4

10

-5

10

2.5 x 1013 W/cm2

0.08

(c)

0.06
0.04
0.02
0

0

5

-6

10

9

10

10

11

10

12

10

10

I ( W / cm 2 )

図 10 Si 結晶の場合の光電場による電子の励起エネ
ルギーの光強度依存性
図 11 は、加えた電場が SiO2 結晶中の全電子に対し1013 W/cm2、(b) 2 x 1013 W/cm2、(c) 2.5 x 1013 W/cm2、(d) 3

20

Eall – Eall0 ( eV / atom )0.031013 W/cm2
0.02

(a)

0.01

0

5

10

Time (fs)15

2 x 1013 W/cm2

0.06

(b)

0.04

0.02

0

5

10

Time (fs)

15

20

0

5

10

Time (fs)

0.1

15

20

(e)

0.05

4 x 1013 W/cm2
0

5

10

Time (fs)

15

20

(f)

0.15

0.1

0.05

5 x 1013 W/cm2
0

0.02
0

0.04

0.2

20

0.1
0.08

(d)

0.06

0

Eall – Eall0 ( eV / atom )0

3 x 1013 W/cm2

0.15

x 1013 W/cm2、(e) 4 x 1013 W/cm2、(f) 5 x 1013 W/cm2。

Eall – Eall0 ( eV / atom )

15

0.08

0

てした仕事の時間発展、である。(a) 光のピーク強度 =Eall – Eall0 ( eV / atom )10Time (fs)

0.1

-7

10

Eall – Eall0 ( eV / atom )光電場による励起エネルギー ( eV / atom )

0.1

0

10

0

5

10

Time (fs)1520

図 11 加えた電場が SiO2 結晶中の全電子に対してした仕事の時間発展─ 50 ─

図 12 は、SiO2 結晶において、(1) – (5) により求めた、

７．結言

I1 = 5 x 1013 W/cm2、I2 = 1012W/cm2 の場合の、光電場によを用いて、Si 結晶と SiO2 結晶の誘電応答関数、屈折率、る電子の励起エネルギーの時間発展である。
E1 – E2 x ( I1 / I2 ) ( eV / atom )

0.1

図 12

及び加えた光電場による電子の励起エネルギーの時間発展を量子力学的に求めた。

0.08

Si 結晶の場合、直接バンドギャップの大きさは 3.4eV

0.06程度なので、フォノンの効果を考慮しない場合は、2 – 3

SiO2

0.04

光子吸収が必要となる。SiO2 結晶の場合、バンドギャッ
プが 7 – 8 eV あるので、1.55 eV の光で励起するために

0.02
0

時間依存密度汎関数理論コードである「SALMON」

0

5

10

Time (fs)15

は、5 光子吸収が必要となる。SiO2 結晶の場合、光電場

20による電子の励起エネルギーは光の強度の約 4 乗に比SiO2 結晶における、光強度 5 x 1013 W/cm2 の例する、という計算結果が得られた。強電界中では波動

場合の、光電場による電子の励起エネルギー関数の形状が変わり、その結果この差異が生じた可能性の時間発展がある。また、パルス幅が短いために、パルスのエネル
ギーが幅を持っていることも要因である。低強度では、

1.55 eV の光で励起するためには、5 光子吸収が必要と高い振動数成分が励起に重要な寄与をしているため、ベなる。図 13 は、光電場による電子の励起エネルギーのキが少なくなる。高強度側では多光子吸収からトンネル

光強度依存性である。SiO2 結晶の場合、光電場による電イオン化に変化するため、曲線が寝てくる効果がある。

子の励起エネルギーは光の強度の約 4 乗に比例する、

SALMON では、励起された電子数の時間発展も計算という計算結果が得られた。強電界中では波動関数の形できる[1 - 3]。励起された電子数が一定数を超えると、状が変わり、その結果この差異が生じた可能性がある。

電子のアバランシェが起こり、固体結晶の損傷が起こる

また、パルス幅が短いために、パルスのエネルギーが幅可能性がある。今後、SiO2 結晶の損傷閾値の検討などもを持っていることも要因である。低強度では、高い振動行う。金属にも SALMON を適用し、誘電応答関数、屈数成分が励起に重要な寄与をしているため、ベキが少な

折率等を評価する。SALMON で得られる「光電場によくなる。高強度側では多光子吸収からトンネルイオン化

る電子の励起エネルギーの時間発展」を用いて、サブピに変化するため、曲線が寝てくる効果がある。

コ秒レーザー加工シミュレーションコードを改良する。

光電場による励起エネルギー ( eV / atom )SiO2 結晶の場合、バンドギャップが 7 – 8 eV であり、

101

矢花らは、時間依存密度汎関数理論とマクスウェル方

0程式を連立させ、レーザーの内部への伝搬効果も計算し

10

SiO2

-1

10

ている[1]。上記理論を固体金属に適用することも、本研究の大きな課題である。

-2

10

-3

10

謝辞

-4

10

本研究は、HPCI システム利用研究課題（課題番号-5

10

hp210137）を通じて、スーパーコンピュータ「富岳」の

-6

10

12

10

13

10

I ( W / cm 2 )1410

計算資源の提供を受け、実施しました。

図 13 光電場による電子の励起エネルギーの
光強度依存性─ 51 ─

参考文献[3] Shunsuke A. Sato, 1 Yasutaka Taniguchi, Yasushi[1] 矢花一浩；レーザー研究 44 (2016) 789-793.

Shinohara, and Kazuhiro Yabana, J. Chem. Phys. 143, 224116[2] Atsushi Yamadaa and Kazuhiro Yabana, , EUR. PHYS. D(2015).

(2019) 73-87.

[4] 藤原穀夫、固体電子構造論、内田老鶴圃 (2015)。

─ 52 ─

プラズマ発光計測による光学素子のレーザー損傷の検出
レーザー技術開発室
本越伸二との比較を行い、オンライン損傷検出技術としての可能

１．はじめにレーザー装置およびその応用機器には、ミラーやレン性と課題を明らかにした。

ズなど、多くの光学素子が使用されている。これら光学素子は高出力レーザー光に曝されると、しばしば損傷

２．損傷検出技術（レーザー損傷）を引き起こす。
損傷が発生した部分は、レーザー損傷を検出する方法として、既にいくつかの当初の光学性能が得られないだけではなく、回折等によ方法が提案されている。検出手法とその特質などを表 1

り後段光学素子の損傷の要因にもなる。そのため、使用にまとめた 2-5)。

する光学素子のレーザー損傷しきい値を把握し、しきい

レーザー損傷は表面の形状変化を伴った物理破壊で値以下のエネルギー密度でレーザー装置を運転する必定義されている。レーザー照射によって表面形状が変化

要がある。

した箇所にプローブレーザー光を照射すると散乱が生レーザー技術総合研究所（ILT）では、平成 17 年度よじる。即ち、散乱光量の変化を計測することによって損り光学素子のレーザー損傷しきい値評価試験を開始し、傷の有無が確認できる。散乱光量は、損傷の大きさ、プ

毎年約 50 個の光学素子の試験を行っている。また、平ローブ光の強さ、試料上でのプローブビーム径、プロー

成 20 年度よりレーザー損傷しきい値データベース化試

ブビーム照射位置と損傷発生位置との位置ずれ、散乱光験（以下、データベース化試験）を行ってきた 1)。レー

検出角度などによって変化する。また、多くの誘電体多ザー損傷しきい値評価試験は、試料への照射レーザーフ

層膜は柱状構造であるため損傷がない状態でも散乱がルーエンスを変えてに損傷の有無を観察し、損傷確率大きい。
そのため損傷発生前後で散乱光量変化の S/N が0%の最大フルーエンスを求めるものであり、その方法

最も大きくなる最適な計測条件に調整する必要がある。

は国際規格 ISO-21254-1～4 にて規格化されている。こ同じ散乱光を計測する方法でも、損傷評価用レーザーこで重要なのは損傷の検出方法である。規格では、ノマ

光自体の散乱光を計測することもできる。この場合、損ルスキー型微分干渉顕微鏡（倍率 10 倍）にて試験前後

傷用レーザーとプローブ光の位置、大きさなどを調整すの表面を観察することとされている。一方で、レーザーる必要がなくなる。しかしながら、損傷発生前の試料表

照射をしながら損傷を検出（オンライン損傷検出）する

面の散乱光量をモニターできないため、損傷発生前に散ためには、任意の適切な技術を使用してもよいとされて乱が大きな試料では誤差が大きくなる。

おり、適切な技術の例として、オンライン顕微鏡技術、損傷発生の多くの場合には、絶縁破壊によるプラズマ

光音響や光熱検出、プローブレーザーや損傷評価用レー

発光を伴う。このプラズマ発光を計測することにより損ザーによる散乱光検出などが挙げられている。このオン

傷発生を確認することができる。測定には、先述の損傷

ライン損傷検出は、評価試験の自動化、省力化、そして評価用レーザー光の散乱計測と同じ光学系を用いるこ

高精度化のためには重要な技術である。

とができる。散乱光波形は損傷評価用レーザー光の時間

本研究では、レーザー損傷しきい値評価試験の自動化

波形にほぼ一致し、短時間（数 ns）であるのに対して、を目的に、オンライン損傷検出技術、特に散乱光計測とプラズマ発光の寿命は数s と長い。また散乱光の波長

プラズマ発光計測の損傷検出精度について顕微鏡観察

は損傷評価用レーザー光と同じ（単色）であるのに対し

─ 53 ─

表 1 レーザー損傷検出方法 2-5)
No.

検出手法

方法

利点

欠点

1

顕微鏡観察

レーザー照射前後の試料表面を顕微鏡で観察、比較する

国際標準

画像解析が必要なため高速化が困難2

プローブビーム散乱
光測定

損傷による散乱光量の増大を検出

試料表面の粗さやコー
ティングの粗密の影響を受けない

プローブ光のビーム径や位置ずれにより感度が変動

3

損傷評価用パルスレ
ーザー散乱光測定

損傷評価用レーザー光の散乱
光を計測

光軸調整が不要

損傷発生前の散乱光量が不明のため損傷による散乱と区別できない

4

プラズマ発光検出

損傷時に発生するプラズマ発
光を計測

高感度

プラズマが発生しない
場合がある

5

光音響法

光音響信号を圧電素子で計測

微小な損傷でも計測可能

圧電素子に散乱光が当たると誤差が生じる

6

透過光測定

損傷前後の試料の透過率を測定、比較する

パルス時間内の損傷を検出できる

小さな損傷は検出でき
ないて、プラズマ発光は大気の電離も伴うため白色光であり、

３．損傷検出光学配置

散乱光とは時間分離、波長分離が可能である。しかし、図1に散乱光およびプラズマ発光計測による損傷検出

レーザー照射条件や評価試料によってはプラズマ発光の光学配置図を示す。損傷評価用レーザーには波長を伴わない損傷も存在する。また真空中の評価では、大1064 nm、パルス幅 10 ns の Nd:YAG レーザー装置を使

気の電離がないためプラズマ発光が微弱になり検出が用した。レーザー光は焦点距離 3000 mm のレンズによ困難になる。

って試料表面に集光照射した。試料上でのビーム径はどのような優れた光学素子であっても僅かに光を吸450 m である。

収し加熱される。加熱された部分は膨張し、粗密波が発散乱光計測用プローブビームには波長 633 nm の He-

生して周辺に伝搬する。この粗密波振動を圧電素子で計Ne レーザー光を使用し、レンズによって試料表面上に測する方法が光音響法である。僅かな光吸収による振動集光した。プローブ光集光レンズの焦点距離と挿入位置は微弱であるが、損傷が発生した場合にはアブレーショを変えることにより試料上の照射ビーム径を調整した。

ンやプラズマ発生により大きな圧力が生じるため大き散乱光は試料後方より焦点距離 50 mm の集光レンズでな振動が起こる。この振動を検出することにより損傷を

PIN ダイオード検出器上に集光した。PIN ダイオードの確認することができる。比較的微小な損傷でも振動が起前には、熱線吸収フィルターと波長 633 nm のバンドパ

こるため高感度で損傷検出は可能であるが、圧電素子のスフィルターを設置した。損傷評価用レーザーによって設置位置、接触方法などにより検出される検出感度は変予め損傷を発生させた試料を用い、散乱光強度が最も大化する。また、僅かなレーザー光でも圧電素子に当たる

きくなるように、プローブレーザーの照射位置や散乱光と、圧電素子自身が発熱振動するため損傷検出を妨げる

検出光学系を調整した。

要因になる。

プラズマ発光は散乱光の計測と同じ光学配置で測定した。プラズマ発光計測時はプローブ光を停止させた。

─ 54 ─

PINダイオード
フィルター

レンズ f3000

顕微鏡

損傷評価用レーザー
波長 1064 nm
パルス幅 10ns

試料

遮光板

図 1 損傷検出光学配置

損傷が発生したときに得られるそれぞれの検出器信- Ia が損傷による散乱光量の増加分である。レーザー照号波形を図 2 に示す。図 2(a)の青線はプローブ光の散乱

射で損傷が発生しなければ、Ia = Ib である。照射前後の信号波形である。レーザー照射時刻を矢印で示した。レ

散乱強度比 Ib / Ia >１ になった場合を損傷と定義した。

ーザー照射前、すなわち損傷発生前（a 点）でも Ia に相図 2(b)はプラズマ発光波形である。この場合、損傷発当する僅かな散乱信号が計測されている。Ia の大きさは生と同時に信号は 0 レベルから立ち上がり、最大信号強試料表面の粗さやコーティングの緻密度によって変わ度 Ip に到達したのち減衰する。プローブレーザーの場合る。レーザー照射とともに信号強度は急激に増大し、図と同様に、損傷評価用レーザーに対しても、損傷がなく2(a)では画面から振り切れた状態になっている。この急ても、僅かに散乱光（図 2 (a)の場合の Ia に相当する）が激な信号の増加がプラズマの発光によるもので、レーザ検出されるはずである。したがって、Ip には、損傷がな

ー照射直後から約 650 s 持続している。しばらくしてい場合の散乱光分、損傷による散乱光の増大分、ならび

信号強度は減衰し、ほぼ一定の値 Ib に収束している。Ibに損傷によるプラズマ発光分が含まれている。損傷がない場合の散乱光強度はレーザー照射フルーエンスに比
例して増加するが、図 2(a)から予測されるように、損傷発生時のプラズマ発光強度はこの散乱光よりも十分に大きいため、極端に大きな信号 Ip が検出された時を損傷と定義した。散乱光やプラズマ発光の計測と平行して、ノマルスキー顕微鏡によりレーザーパルス照射毎(a) プローブ光散乱信号（100 s/div）に表面観察を行い、損傷の発生を確認した。

４．試験結果測定試料には、真空蒸着法により合成石英ガラス（2mm 厚）上に厚さ 300 nm コートした Y2O3 材料を用いた。
(b) プラズマ発光信号（10 s/div）

4.1 N-on-1 試験 散乱光検出
N-on-1 試験は、低いレーザーフルーエンスより出発

図 2 損傷発生時の検出信号
─ 55 ─し、徐々にフルーエンスを増加させて試料に照射し、損4.3 1-on-1 試験 プラズマ発光検出

傷が発生したフルーエンスを損傷しきい値と決定する

プラズマ発光による損傷検出によって求まった 1-on-

試験であり、同じ位置にレーザーを照射し続けるため損1 試験の損傷しきい値を図 5 に示す。Y2O3 コート以外

傷が発生するまで散乱光強度の変動がない。プローブ光に、TiO2+La2O3 複合材料や、MgF2 材料のコーティング

集光レンズ焦点距離 1500 mm の場合に得られた結果をついても評価した。材料によって損傷しきい値に差はあ

図 3 に示す。図の横軸の#1～#3 は、同じ試料に対してるが、プラズマ発光検出の損傷しきい値は顕微鏡観察にレーザー照射位置を変えて 3 回計測したことを示す。赤比べ僅かに高いしきい値を示すことが分かった。N-on-1

が顕微鏡観察により決定されたしきい値、青が散乱光検試験ではレーザーコンディショニングの効果により比出により決定されたしきい値である。場所により損傷し較的大きな損傷が発生するが、1-on-1 試験での損傷は欠きい値にバラツキがあるが、どの場所においても散乱光

陥や不純物等による局所的な損傷となるためプラズマ検出の方が 10～20%高いしきい値を示した。これは顕発光強度が小さくなる。結果、N-on-1 試験に比べて、損微鏡観察で判断された損傷しきい値では、散乱光強度の傷発生時のプラズマ発光強度が小さく、顕微鏡観察では増加が検出されなかったことを意味している。プローブ

70

光の集光レンズを焦点距離400 mmに変えてもこの差は顕微鏡
プラズマ発光60

改善されなかった。

50

4.2 N-on-1 試験 プラズマ発光検出

40

同一試料においてプラズマ発光検出により求めた損
傷しきい値の結果を図 4 に示す。異なった試験個所にお30
20

いても顕微鏡観察とプラズマ発光検出ではほぼ同じ損
傷しきい値となった。この結果は、違うコート材料試料においても得られたので、プラズマ発光検出では顕微鏡観察とほぼ同精度で損傷の検出が可能であると言える。

10
0
#1

#2

#3

図 4 プラズマ発光検出による N-on-1 試験損
傷しきい値。
30

70
顕微鏡
散乱光

60

顕微鏡
プラズマ発光

25

50

20

40

15

30

10

20

5
10

0
0
#1

#2

T i O 2 +L a 2 O 3#3

図 3 プローブ光散乱検出による N-on-1 試験損傷しきい値。レンズ焦点距離 1500 mm

Y 2O 3

図 5 プラズマ発光検出による 1-on-1 試験損
傷しきい値。

─ 56 ─

Mg F 2

損傷と判断された場合でもプラズマ発光とは認識され発光のデータを蓄積することにより損傷しきい値の決ず、損傷検出精度は低下するものと考えられる。

定精度を上げることが可能と考えられる。

５．まとめ

謝辞

レーザー損傷しきい値評価試験の自動化を目的に、顕微鏡観察以外の損傷検出法の検討を行った。プローブ光本研究の一部は、大阪大学レーザー科学研究所共同研
究として行われた。謝意を表します。

を用いた散乱光計測では、プローブビーム径に比べ損傷サイズが小さい損傷しきい値近傍では散乱光強度の増参考文献

大量が小さく、また、プローブ光と損傷箇所との位置ず

1) http://www.ilt.or.jp/testing/kenkyukai.html

れの影響により、顕微鏡観察に比べて高い損傷しきい値

2) J.B.Frank, et al., Nat. Bur. Stand. Spec. Publ. (1986) 727.

を示した。一方、プラズマ発光検出では、N-on-1 試験で

3) A.Stratan, et al., Proc. of SPIE Vol. 8530 (2012) (5301Y-1.

はほぼ顕微鏡観察と一致した結果が得られ、1-on-1 試

4) K.Mann, et al., Proc. of SPIE Vol. 1438 (1989) 39.

験では顕微鏡観察より僅かに高いしきい値を示した。プ

5) L.Sheehan, et al., Proc. of SPIE Vol.3578 (1998) 302.

ラズマ発光の検出感度を向上するとともにプラズマ─ 57 ─

(b)

紫外線レーザー光照射によるシリコ ーン油の屈折率変化の評価
レーザー技術開発室
本越伸二、藤岡加奈 1、吉田実 2
1

大阪大学レーザー科学研究所、2 近畿大学大学院総合理工学研究科
ガラスの三次元造形を可能にするものであるが、最終的

１．はじめに近年、3D プリンティング（Additive Manufacturing）とに高温熱処理が必要であり、三次元造形時に得られた精称される「三次元造形」
技術は大きな注目を集めている。

密な構造を熱処理過程後も維持することが困難である。

紫外線硬化材料に紫外線ランプ（レーザー）
光を照射し、

Murahara らは、
シリコーン油に紫外線ランプを照射す

材料を硬化・積層する三次元造形の研究は、1980 年代にることにより、SiO2 膜を形成することを報告した 5)。潮既に実施されている 1)。しかし、レーザー光源が高価で解性結晶表面に形成された SiO2 膜は保護膜なり、ほぼあったために広く利用されることはなかった。光源の低水を浸透しない高密度に形成されている。しかしながら、価格化、性能向上に加え、制御ソフトや機構部の進歩にランプ光であるため、化学反応に時間を要し、また微細より一般ユーザーでも容易に三次元造形技術を利用でな膜、積層構造形成には至っていない。ランプ光をレー

きるようになり、従来の模型製作から、医療用サンプル、ザー光に替えることにより、短時間で SiO2 が形成する

土木・建築部品、さらには宇宙航空機器にまで応用範囲ことが可能となり、微細な構造形成も期待できる。

が広がっている。
また、製造方法も、
光造形だけでなく、シリコーン油の化学構造式は安価な熱溶解積層や、金属などの粉末溶融なども行われ
ている。
(1)

光学分野において、表面に構造を持つ光学素子、例えばフレネルレンズや回折格子などが広く利用されている。これら光学素子は、射出成型やプレス法、エッチンで表される。Si と C の結合エネルギーは、105 kcal/mol

グ加工で製造されている。この方法では、金型やマスクであり、波長 272 nm 以下の紫外光を照射することによが必要となり、製品の試作や少ロットの製造には不向き

り切断が可能であり、O と置換することにより SiO2 がである。そのため、光学分野への三次元造形技術の適応形成される。

が期待されている。

本研究では、レーザー照射によるシリコーン油のガラ

Deubel らは、フォトレジスト膜を積層することによス化過程を検討している。本稿では、ガラス化に伴ったり、三次元構造を持つフォトニッククリスタルの製作を

光学特性の変化を評価した結果を紹介し、ガラス化に必行い、三次元造形技術の光学分野への可能性を示した 2)。

要なレーザー条件について議論する。

Kotz らは、紫外線硬化樹脂に SiO2 粉体を混ぜた粉体を用いて、紫外線照射により三次元構造を造形し、その後

２．光学特性の評価方法と測定光学系

1300℃に加熱することにより樹脂を蒸散してガラスのレーザー照射に対するシリコーン油のガラス化は、干三次元構造体を得ている 3)。Nguyen らは、SiO2 ナノ粒

渉分光法を用いて表面反射光の計測および解析を行い、子を含んだシリカゲルインクを合成し、サブミリメート

屈折率および厚さを評価した 2、3)。

ルのノズル先端よりインクを射出して任意のパターン

図 1 に干渉分光法による反射光計測の光学配置図をの構造体を形成し、1500℃に熱処理することにより透明示す。タングステンランプから出射した白色光はコリメ

ガラス構造体を形成している 4)。これらの報告はともにートレンズを通った後、試料表面に照射される。試料か─ 58 ─

である。noil はシリコーン油の屈折率であり、は光の波
ファイバ結合型
マルチ分光器タングステンランプ長である。シリコーン油の厚さや屈折率が一定であっても、光の波長により位相 が変化するため反射率が周期

コア径:
200m

的に変化することを示している。言い換えると、波長に対する反射率の変化からシリコーン油の屈折率、膜厚を

レンズ

レンズ

求めることができる。図 2 にスピンコーターを用いて、シリコンウェハ上にシリコーン油を塗布した時の反射率特性を示す。比較のために、シリコンウェハ基板表面

試料
XY ステージの反射率特性も示す。上述したように、シリコーン油の空間分解能：
800 m

反射率は波長に対して周期的に変化をする。式(3)を用いてフィッティング解析を行うことによりシリコーン

図 1 干渉分光法による反射光計測配置図

油の屈折率と膜厚を求めた。ここで注目する点は、シリらの反射光は捕集レンズにより光ファイバ（コア径 200

コーン油反射率のピーク部分がシリコンウェハ表面反m）に集光され分光器へと導かれる。捕集レンズの焦射率よりも高くなっている点である。これはシリコーン

点距離 50 mm と、試料とレンズ間、レンズとファイバ

油屈折率が不均一であることを示している。そのため、端面の間の距離から、試料表面上の空間分解能は 800

シリコーン油の屈折率 noil は空気側（Outer）と基板側

m と求まった。また二つのレンズの距離と、試料まで（Inner）で異なるものとして解析を行った。例えば、図の距離から、白色光は約 10°で試料に入射される。

2 の反射率特性を解析した結果、シリコーン油の屈折率

シリコーン油塗布前の基板のみの反射率 R はフレネ

は 1.42（Outer）と 1.30（Inner）、膜厚は 1170 nm と求まった。シリコーン油の屈折率のカタログ値は 1.40 であルの式より� ��� ���� ��� �����

るので、スピンコートにより厚さ方向に密度勾配が形成(2)

され、Outer と Inner の屈折率差になったと考えられる。

で表される。ここで n0，ns はそれぞれ空気および基板の屈折率を示す。シリコンウェハの屈折率はデータベー

また、ランプ入射角による影響 cos10°≃1 として計算を行い、繰返し測定のバラツキは 0.2%であった。

スが存在するため、シリコンウェハ基板からの理論的な反射率は求まる。ランプの発光スペクトル、光学系の損失、検出器の感度特性に依存する反射スペクトルをシリ
コンウェハ基板の理論反射率によって校正した。

0. 6
オイル
シリコン基板

0. 5
0. 4

厚さ d のシリコーン油を塗布した時の反射率は、� � �� � ��� � ������ � � � �� � ������ �� ���� �� �����

0. 3

(3)
0. 2

で表される。ここで

0. 1

𝑛𝑛� � 𝑛𝑛���𝜌𝜌� �
𝑛𝑛� � 𝑛𝑛���
𝜌𝜌� �

0
300

400

���� ���

600

700

800

波長 [nm]���� ���

2𝜋𝜋𝜋𝜋��� 𝑑𝑑
��
𝜆𝜆

500

図 2 シリコン基板上シリコーン油の反射率特性─ 59 ─

900

0. 6

３．紫外レーザー照射装置
シリコーン油をガラス化するための紫外レーザー装

0. 5

置には、波長 193 nm の ArF エキシマレーザー

0. 4

10 000パルス
20 000パルス
40 000パルス
シリコン基板（LAMBDA PHISIK 社 COMPeX100）を使用した。出射した 10×50 mm2 のレーザー光は開口径 10 mm のアパ

0. 3ーチャーにより一様な円形強度分布を取り出し、焦点距

0. 2

離 500 mm のレンズを用いて試料上で約 5 mmになる

0. 1

ように調整した。照射レーザー光のエネルギーは、レー0

ザー装置の印加電圧により調整し、ビームスプリッタ―

400

500

の反射光をエネルギーモニター（OPHIR 社）で計測し

600

700

800

波 長 [nm]

た。レーザーパルスの繰返し周波数は 5 Hz に固定し、

図3 レーザー照射後のシリコーン油反射率

照射パルス数およびエネルギーをパラメータに照射後特性．照射エネルギー密度 8mJ/cm2のシリコーン油の光学特性を評価した。
シリコーン油試料は、シリコンウェハ基板上にスピン
表 1 レーザー照射後のシリコーン油屈折率とコーターを用いてコートした。スピンコーターの回転数
および回転時間は、7000 rpm、100 秒で固定し、コート

膜厚後の一様性、時間的安定性は干渉分光法により確認した。
パルス数

またレーザー照射後、スピンコーターと有機溶剤により

屈折率

膜厚

Outer

Inner

[nm]

残留したシリコーン油を除去した後、試料表面の光学特

照射前

1.42

1.30

1170

性を測定した。

20,000

1.06

1.32

960

40,000

1.08

1.22

1220

４．紫外レーザー照射結果
照射エネルギー密度を 8 mJ/cm2 に固定し、照射パル
ス数 10,000～40,000 パルスに変えた場合の試料表面の射率特性から求められた屈折率、膜厚を表 1 にまとめ

反射率特性を図 3 に示す。残留したシリコーン油は除去た。基板側の屈折率（Inner）はパルス数の増加に従い低されているので、レーザー照射されていない部分の反射下した。また空気側（Outer）については大気に近い屈折率特性はシリコン基板（点線）と一致する。照射 10,000率となった。石英ガラスの屈折率は 1.46 であり、レーパルスではシリコン基板の反射率よりも僅かに低下しザー照射によってガラス化されたシリコーン油はポーたが周期的な反射率変化が確認できない。この結果、ラス状態であると考えられる。一方、厚さは 20,000 パ

10,000 パルス照射でガラス化されたシリコーン油は有ルスで一度薄くなったが、40,000 パルスで厚くなった。

機溶剤により除去され、シリコン表面の改質または荒れ

ガラス化することで薄くなることを予想していたが厚により反射率が低下したものと考えられる。パルス数

くなることは更に解析が必要である。また、照射エネル

20,000 パルス、40,000 パルスでは、周期的な反射率変化

ギー密度を 4 mJ/cm2 とした場合には、同じ 40,000 パル

も確認され、有機溶剤で除去されずにガラス化したシリスでも洗浄後にガラス化された痕跡は残らなかった。

コーン油が存在していることが分かる。これら 2 つの反─ 60 ─

率変化の場合と同様にビームの重なりが少なかったた

５．積層試験
積層が可能であることを確認するために、図 4 に示すめと考えられる。

ように、照射位置を 1 mm ずつ移動してレーザー照射を行い、屈折率および膜厚を評価した。照射レーザーエネ

1 mm

ルギー密度は 8 mJ/cm2、1 回の照射パルス数は 20,000 パ
ルスで一定とした。基板にはシリコンウェハを使用し、有機溶剤で洗浄した後、シリコーン油を約 1 m スピン

レーザー
直径
約5mm

コーターにて塗布し、レーザー照射を行った。照射後、有機溶剤にて残留オイルを除去し分光反射率を測定。
その後、再度シリコーン油を約 1 m 塗布した後、1 mm 照4

射位置をずらしてレーザー照射を行った。
これを 4 回行

321

図 4 積層試験レーザー照射位置

い最終の分光反射率を測定した。
図 5 に分光反射率から解析された(a)Inner 屈折率と(b)

1.4
1回目
2回目
3回目
4回目

膜厚の結果を示す。
それぞれの横軸は分光反射率計測時の試料位置を移動することにより一次元の空間分布と1.3して示した。1 回目照射では屈折率 1.2 をピークにした
凸分布が形成されていることが分かった。
その屈折率分

1.2

布は、2 回目照射により最大 1.31 まで増加し、照射位置
を 1 mm 移動したことによりガラス化した部分の幅も1.1広がった。3 回目、4 回目と照射を繰り返した結果、照射位置の移動量に従いガラス化部分も広がった。
しかし

1ながら、ピークの屈折率は 1.31 以上に大きくならない

15

20

ことが分かった。これは照射レーザービーム径約 5 mm

位置 [mm]に比べて、ガラス化した幅が 4 mm 程度しかないため、(a)

1 回目照射と3 回目照射ではビームの重なりが少なかっ

25

30

25

30

2500

たためと考えられる。膜厚は屈折率が 1.05 以上の位置について示した。1 回目の照射では 4 mm の幅に対して2000

厚さ約 1000 nm でガラス化していることが分かる。屈折率の分布と重ねるとガラス化による凝縮などはなくシリコーン油から SiO2 へ組成変化（屈折率変化）のみ

1500

1000

が起こっていることが伺える。2 回目照射により膜厚は約 2000 nm まで厚くなる。これはスピンコートによる500塗布された厚さ（約 1 m）がそのまま積層されていることを意味している。しかしながら、3 回目、4 回目照

0
15

1回目
2回目
3回目
4回目

20

射では僅かな増加に留まっている。この原因は、シリコ

位置 [mm]ーン油の塗布方法がスピンコーターであるため約 2 m(b)の凸部には十分にオイルが残らなかったこと。
また屈折

図 5 積層照射による(a)屈折率と(b)膜厚─ 61 ─

図 6 に微分干渉顕微鏡により観察した積層部分の像②波長 193 nm の紫外レーザー光により、ガラス化さを示す。図の下部はシリコンウェハ表面であり、2 回目状になっていると考えられる。またシリコーン油の塗布

照射と 3 回目照射の間の位置のイメージである。右からと照射を繰り返すことにより、積層しガラス化が可能で1 回目照射、2 回目照射と順番に層が重なってガラス化あることを示した。これにより当初の目標であるガラスしている様子が確認できる。

三次元造形が可能であることが実証できた。
今後、更にレーザー照射条件に対するガラス化の精度、再現性等を評価しながら、透過型回折格子の形成に挑戦する予定である。

謝辞
本研究は、公益財団法人天田財団より研究助成（一般
研究開発助成 AF-2019208-B2）により行われた。ここに謝意を表します。
図 6 積層ガラス化したシリコーン油

参考文献
1) 中井孝・丸谷洋二：レーザー研究、16（1987）14.
2) M.Deubel, G.V.Freymann, M.Wegener, S.Pereira, K.Busch,

６．考察およびまとめ
本研究では、レーザー造形法を用いて、石英ガラス表面に構造を形成することを目的に、レーザー照射によるC.Soukoulis: Nature Materials 3 (2004) 444.
3) F.Kotz, K.Arnold, W.Bauer, D.Schild, N.Keller,
K.Sachsenheimer, T.M.Nargang, C.Richter, D.Helmer,

シリコーン油の屈折率変化を干渉分光法により評価した。 以下の知見が得られた。
①レーザー照射によるシリコーン油のガラス化を評

B.E.Rapp: Nature 544 (2017) 337.
4) D.T.Nguyen, C.Meyers, T.D.Yee, N.A.Dudukovic,
J.F.Destino, C.Zhu, E.B.Duoss, T.F.Baumann, T.Suratwala,

価するために、分光反射光計測光学系を構築し、干渉分光法による屈折率解析を確立した。シリコンウェハ上のシリコーン油の変化については高精度と高安定性で評価が可能であることが分かった。また試料を移動することにより屈折率および膜厚の空間分布も評価可能である。今後、高分解能、オンラインモニタへと発展が期待できる。

J.E.Smay, R.D.-Sperars: Adv. Mater. 29 (2017) 1701181.
5) M.Murahara, T.Funatsu, Y.Okamoto: Proc. of SPIE 5647
(2005) 224.
6)H.A.Macleod: Thin-Film Optical Filters （訳小倉繁太郎他，
1989 年）p.13.
7)小檜山光信：光学薄膜の基礎理論（オプトロニクス社，2002 年）p.52.

─ 62 ─

発 表 論 文 リ ス ト

発表論文リスト○レーザーエネルギー研究チーム
著

題者 T. Yamada, H. Daido and T. Shibata
Development of a laser-driven ultrasonic technology for characterizations of heated and aged目
concrete samples

論文誌名 Journal of Nuclear Science and Technology vol. 59, No.5, pp. 614–628
者 Y. Kato, H. Daido
X-ray laser development at the Institute of Laser Engineering, Osaka University with worldwide
題目collaboration
Proc. SPIE 11886, International Conference on X-Ray Lasers 2020, 118860D (8 July 2021) ); doi:
論文誌名10.1117/12.2592812
著

著

者 Y. Nakata, K. Tsubakimoto, N.Miyanaga, A. Narazaki, T. Shoji and Y. Tsuboi

題

目 Laser-Induced Transfer of Noble Metal Nanodots with Femtosecond Laser-Interference Processing

論文誌名 Nanomaterials 11, 305 (2021), doi.org/10.3390/nano11020305
著

者 J. Ogino, L. Zhaoyang, S. Tokita, K. Tsubakimoto, N. Miyanaga, J. Kawanaka

題

目 Development two-stage frequency domain optical parametric amplification

論文誌名 High Energy Density Physics 38, 100906 (2021), doi.org/10.1016/j.hedp.2020.100906
I. Ogawa, Y. Kawashima, T.Hiraiwa, M. Tozawa, H. Niki H, S. Tokit, B. Han, H. Okuda,
著者
N. Miyanaga, S. Umehara, K. Matsuoka, S. Yoshida
Development of the laser isotope separation method to study for the neutrino-less double beta decay of
題
目 48
Ca
IOP Publishing, Journal of Physics: Conference Series 2147, 012012 (2022), doi:10.1088/1742論文誌名
6596/2147/1/012012○レーザープロセス研究チーム
T. Noritake, M. Iwashimizu, S. Nishikata, H. Daigo, T. Ebisuzaki, N. Sakaki, T. Tsukihana,
著
者
S. Taniguchi, M. Fujita, H. Chosrowjan
Atmospheric Turbulence Measurement Experiments Using Backscattering for Predictive Adaptive Optics
題目Control
論文誌名 OPIC'2021, LSSE'21 (Laser Solutions for Space and the Earth 2021)nLSSE-4-01,1-2,（2021）
T. Tsukihana, N. Sakaki, Y. Kato, T. Ebisuzaki, M. Iwashimizu, T. Noritake, S. Nishikata, H. Daigo,
M. Fujita, S. Taniguchi, H. Chosrowjan

著

者

題

目 1-kw Fiber Laser Beam Propagation in Water Vapor

論文誌名 OPIC'2021, LSSE'21 (Laser Solutions for Space and the Earth 2021), LSSE-3-02,1-2,（2021）
著者 藤田雅之題

目 レーザー加熱による月の模擬砂を用いた建設材料の作製

論文誌名 オプトロニクス、vol.481、 No.1、pp.48-51、（2022）○レーザー計測研究チーム
著者 T. Somekawa, Y. Ichikawa, M. Ogita, S. Sugimoto, H. Chosrowjan, S. Taniguchi, and I. Asahi
題

目 Flash resonance Raman lidar for SO2 gas leak detection

論文誌名 Optics Communications, 513, 128083, （2022）
著

者 櫻井俊光、松下拓樹、松島哲郎、染川智弘

題

目 超短パルスレーザー誘起表面周期構造による道路構造物の着雪対策工法について

論文誌名 光アライアンス、32巻、4号、pp. 7-11、（2021）
伊澤淳、横澤剛、倉田孝男、大海聡一郎、藏田真太郎、染川智弘、江藤修三、眞子直弘、
堀澤秀之、山口滋、藤井隆、久世宏明

著

者

題

目 セキュリティ分野におけるレーザリモートセンシング

論文誌名 レーザセンシング学会誌、2巻、1号、pp.10-16、（2021）
─ 65 ─

著

者 T. Somekawa, J. Izawa, M. Fujita, J. Kawanaka, and H. Kuze

題目 Raman lidar for remote sensing of oil in water

論文誌名 Appl. Opt., Vol. 60, No. 25, pp.7772-7774, （2021）
著

V. Anand, J. Maksimovic, T. Katkus, S. H. Ng, O. Ulčinas O, M. Mikutis, J. Baltrukonis, A. Urbas,
G. Šlekys, H. Ogura, D. Sagae, T. Pikuz, T. Somekawa, N. Ozaki, A. Vailionis, G. Seniutinas,
者
V. Mizeikis, K. Glazebrook, J. P. Brodie, P. R. Stoddart, L. Rapp, A. V. Rode, E. G. Gamaly,
S. Juodkazis

題目 All femtosecond optical pump and x-ray probe: Holey-axicon for free electron lasers

論文誌名 J. Phys. Photonics. Vol. 3, 024002, （2021）
著
題

K. Kawasaki, D. Tanaka, H. Yamada, S. Ohmagari, Y. Mokuno, A. Chayahara, T. Tamagawa,
者 Y. Hironaka, K. Yamanoi, M. Tsukamoto, Y. Sato, T. Somekawa, H. Nagatomo, K. Mima, andK. Shigemori
Direct-Drive Implosion Experiment of Diamond Capsules Fabricated with Hot Filament
目
Chemical Vapor Deposition Technique

論文誌名 Physics of Plasmas, Vol. 28, 104501, （2021）
K. Matsuo, T. Sano, H. Nagatomo, T. Somekawa, K. F. Farley Law, H. Morita, Y. Arikawa, and著
者
S. Fujioka
Enhancement of Ablative Rayleigh-Taylor Instability Growth by Thermal Conduction Suppression
題目in a Magnetic Field
論文誌名 Physical Review Letters, Vol. 127, 165001,（2021）
著者 染川智弘

題

目 リモートセンシングにおけるラマン分光

論文誌名 レーザーセンシング学会誌、2巻、2号、pp. 39-44、（2021）○レーザーバイオ化学研究チーム
著
者 S. Taniguchi, H. Chosrowjan, H. Tamaoki, Y. Nishina, A. Nueangaudom, F. Tanaka
目 Ultrafast photoinduced electron transfer in o-aminobenzoate-D-Amino acid oxidase complex
Journal of Photochemistry and Photobiology A: Chemistry(JPPA), Volume 420, pp.113448-113465,
論文誌名（2021）
題○レーザー技術開発室
Y. Honda, S.Motokoshi, T.Jitsuno, K.Fujioka, T.Yamada, and M.Yoshida
著者
題目

Temperature dependence of the small-signal gain of a Cr3+ and Nd3+ co-doped Y3Al5O12 ceramic

論文誌名 Jpn. J. Appl. Phys. Vol.60, 072003pp. 072003-1-072003-6, （2021）
著者 藤本靖、中原正盛、Paul BINUN、本越伸二、石井修、渡部棟之、山嵜正明、佐藤毅、深川正基

題

目 革新的小型・高効率UVレーザ光源の開発

論文誌名 レーザー加工学会誌、Vol.28、No.3、 pp.49-55、 （2021）
著
題者 Y. Honda, S. Motokoshi, T. Jitsuno, K. Fujioka, T. Yamada, M. Yoshida
Analyses of energy transfer of Cr3+ and Nd3+ co-doped Y3Al5O12 ceramic powders at the 4T1 level of目
Cr3+ ion excitation

論文誌名 Japanese Journal of Applied Physics, Vol.61, No.2 、022004-1 - 022004-7,（2022）

─ 66 ─

国際学会発表リスト○レーザープロセス研究チーム
T. Noritake, M. Iwashimizu, S. Nishikata, H. Daigo, T. Ebisuzaki, N. Sakaki, T. Tsukihana,
著 者
S. Taniguchi, M. Fujita, H. Chosrowjan
Atmospheric Turbulence Measurement Experiments Using Backscattering for Predictive Adaptive Optics
題 目Control
会議名

OPIC2021, LSSE'21, Laser Solutions for Space and the Earth (LSSE) 2021, 19-21 April 2021, Online

著 者

T. Tsukihana, N. Sakaki, Y. Kato, T. Ebisuzaki, M. Iwashimizu, T. Noritake, S. Nishikata, H. Daigo,
M. Fujita, S. Taniguchi, H. Chosrowjan

題 目

1-kw Fiber Laser Beam Propagation in Water Vapor

会議名

OPIC2021, LSSE'21, (Laser Solutions for Space and the Earth 2021), 19-21 April 2021,Online

著 者

J. Kawanaka,S.Tokita, J. Ogino, H. Yoshida, K. Tsubakimoto, K. Fujioka, Z. Li, S. Motokoshi,
N. Morio, S. Matsuo, K. Kawabata, K. Takahashi, K. Matsumoto, Y. Kawakami, K. Sawai, K. Tsuji,
M. Ishida, K. Matsushita, Y. Hirose, K. Fuwa, K. Shigemori, H. Matsuo, S. Oketani, T. Sezaki,
T. Yanagida, N. Miyanaga, M. Fujita, K. Ueda, R. Kodama

題 目Core Key Technologies of Multi-Kilojoule Repeatable Laser System

会議名

28th IAEA Fusion Energy Conference (FEC2020), 10-15 May 2021,Online○レーザー計測研究チーム
著 者 S.Kurahashi, O. Kotyaev and Y. Shimada
題 目

Development and Application of Laser-Based Inspection Technique for Concrete Structure

会議名

Laser Solution for Space and the Earth 2021, 19-23 April 2021, Online

─ 67 ─

国内学会発表リス ト○ レ ー ザ ー プ ロ セス 研 究 チ ー ム
著 者 藤田雅之
題 目

加工・計測・メディカル応用の最新動向

会議名OPIE'2021 光技術動向セミナー、2021年7月1日、パシフィコ横浜

著 者

田島孝敏、新村亮、藤田雅之、兒玉了祐

題 目

レーザーによる月模擬砂の積層造形に関する研究

会議名

土木学会全国大会第76回年次学術講演会、2021年9月9日、オンライン

著 者

コスロービアン ハイク、谷口誠治、稲田順史、本越伸二、藤田雅之、則武卓也、岩清水優、
西方伸吾、醍醐浩之、榊直人、月花智博、戎崎俊一

題 目

高速動作可変形鏡の開発と特性評価:影響関数を取り入れた制御モデルの検討

会議名

第82回応用物理学会秋季学術講演会、2021年9月21日、オンライン

著 者

藤田雅之、遠藤康平、兒玉了祐、田島孝敏、新村亮、金森洋史

題 目レーザー加熱による月面模擬砂を用いた建設材料の作製

会議名

第65回宇宙科学技術連合講演会、2021年11月10日、オンライン

著 者

藤田雅之

題 目

レーザー加工と省エネ

会議名

光科学フォーラムサミット、2021年11月18日、東京都立産業貿易センター

著 者

藤田雅之、遠藤康平、兒玉了祐、田島孝敏、新村亮、金森洋史

題 目レーザー加熱による月の模擬砂を用いた建設材料の作製

会議名

レーザー学会学術講演会第42回年次大会、2022年1月14日、オンライン

著 者

谷口誠治

題 目

kW級高出力全反射アクティブミラーYb: YAGレーザーの開発
固体レーザーの高速探索と機能開発に向けたレーザー材料研究会 第６回新規固体レーザー開発に向けた要素技術、2022年3月2日、オンライン

会議名○レーザー計測研究チーム
著 者 倉橋慎理
題 目レーザーを用いた社会インフラの健全性計測技術の開発

会議名

第103回EST-3委員会、2021年7月14日、オンライン

著 者

染川智弘、名古屋通義、藤田雅之

題 目

レーザー誘起ブレークダウンを利用したコンクリート構造物の遠隔塩分評価手法の開発

会議名

第39回レーザセンシングシンポジウム、2021年9月3日、オンライン

著 者

朝日一平、杉本幸代、市川祐嗣、荻田将一、星野礼香、山下望、江藤修三、染川智弘、
コスロービアン ハイク、谷口誠治

題 目

共鳴ラマンライダによる微量有害物質遠隔計測

会議名

第39回レーザセンシングシンポジウム、2021年9月3日、オンライン

著 者

染川智弘、コスロービアン ハイク、谷口誠治

題 目

共鳴ラマンライダーに向けた広帯域波長可変Ti:Sレー ザーの誘導ブリルアン散乱パルス圧縮

会議名第82回応用物理学会秋季学術講演会、2021年9月11日、オンライン

著 者

染川智弘

題 目

海底開発における環境影響評価に向けた水中レーザーリモートセンシング技術の開発

会議名

第80回KPSIセミナー、2021年9月28日、量子科学技術研究開発機構 関西光科学研究所及び
オンライン

著 者

染川智弘

題 目

LIBSを利用したコンクリート構造物の遠隔塩分評価手法の開発

会議名

第7回先端計測技術の応用展開に関するシンポジウム、2021年12月11日、オンライン

著 者

染川智弘

題 目

ラマンライダーを利用した水中モニタリング手法の開発

会議名

レーザー学会学術講演会第42回年次大会、2022年1月14日、オンライン
─ 68 ─

著 者

朝日一平、杉本幸代、市川祐嗣、荻田将一、星野礼香、山下 望、江藤修三、染川智弘、
コスロービアン ハイク、谷口誠治

題 目

微量有害物質遠隔検知に向けた共鳴ラマンライダーの開発

会議名

レーザー学会学術講演会第42回年次大会、2022年1月14日、オンライン

著 者

倉橋慎理、オレグ コチャエフ、藤田雅之、本越伸二、新村亮、鈴 健一郎 、谷口信博、奥澤康一

題 目

実運用に向けたレーザーによる浮石検知技術の開発

会議名

レーザー学会学術講演会第42回年次大会、2022年1月14日、オンライン

著 者

H. Chosrowjan, T. Somekawa, S. Taniguchi
Investigations of spectrally tunable, nanosecond laser pulse compression

題 目
会議名
著 者

第69回応用物理学会春季学術講演会、2022年3月24日、青山学院大学 相模原キャンパス及びオンライン
染川智弘、杉本幸代、市川祐嗣、荻田将、星野礼香、山下望、江藤修三、コスロービアン ハイク、
谷口誠治、朝日一平

題 目

微量有害物質の遠隔検知に向けた共鳴ラマンライダーの開発

会議名

第68回応用物理学会春季学術講演会、2022年3月26日、青山学院大学 相模原キャンパス及びオンライン○レーザー技術開発室
著 者 村松功希、本越伸二、藤岡加奈、吉田実
題 目

レーザー造形法による石英ガラス表面の構造形成

会議名

電気関係学会関西連合大会、2021年12月5日、オンライン

─ 69 ─

事 業 報 告 書

事

業

報

告

書

（令和 3 年度）
概

況

レーザー技術総合研究所は、レーザー及びその関連産業の振興を図り、我が国の学術の進展と科学技術の発展に貢献することを責務とし、レーザーとその応用に関する研究開発、調査、情報の収集・提供、人材育成などの事業を鋭意推進すべく活動してきた。令和 3 年度においても関係各位の協力を得て、概ね計画どおり活動することができた。
【令和 3 年度の主な活動】
産業用レーザー開発プロジェクトでは、高出力レーザーの長距離伝送技術を確立するため、大気のゆらぎによる波面乱れを補正し、ビームを高品質化できる高速動
作・高光耐性可変形鏡の大口径化を進めた。
レーザー微量分析研究プロジェクトでは、大気中有害微量物質の検出を目的に、深紫外域での高出力波長可変レーザーを構築し、共鳴ラマンライダーによる実証試
験を実施した。また新しい応用としてフラッシュ共鳴ラマンライダーを開発し、SO2
ガスの漏えいの可視化に成功した。
レーザーエネルギー分野では、レーザーエネルギーの新しい応用分野の開拓をめ
ざし、原子力や素粒子研究分野で要求されているレーザー関連技術の研究開発を推進した。
レーザープロセス分野では、ものづくりイノベーションを支援するレーザープロ
セス技術の基礎・応用開発研究を行った。
レーザー計測分野では、レーザー応用計測・分析技術の高性能化に資する基盤技術に向けた研究開発を実施した。
レーザーバイオ化学分野では、蛋白質や酵素の機能解明に関するレーザー分光法による研究を進めた。また、レーザー光を利用した効率的、選択的放射性廃棄物分離法の開発を進めた。
理論・シミュレーション分野では、レーザー加工の物理を解明するため、レーザ
ーと物質の相互作用に関する量子力学的研究を行った。また、地震先行現象が電離層に及ぼす効果を理論的に求め、測定結果と比較を行った。
レーザー技術開発室では、光学部品や光学材料の開発を進める一方で、産学連携の中核的な存在として UV 光源や高耐力コーティングなど産業界の技術開発の支援を行った。
普及啓発活動では、研究成果報告会の開催および展示会への出展、機関誌「レーザークロス」の発行、ホームページおよびメール配信など積極的な情報発信に努めた。

─ 73 ─

1.

役員等の異動（理事）年月日
R3.4.26
R3.4.26
R3.4.26
R3.6.23
R3.7.20
R3.9.10（監事）
年月日
R3.4.26（評議員）
年月日
R3.4.26
R3.7.20
R3.10.11
R4.3.22

就 任
川崎
守
神﨑
寛
坂本 憲志
一光
圭

退 任
戸塚 猛喜
中原
隆
真釼 康治
中塚 正大
島本 恭次
北島 尚史

就 任
酒井
徹

退 任
福田 浩之

就 任

退 任
佐々木孝友
西内
誠
佐藤 智典
香川 英司

髙西
山下

長谷川友安
岡
徹
大塚 倫生

２． 役員会等の開催(1) 理事会
第 42 回理事会 (令和 3 年 4 月 8 日 みなし決議)
決議事項
・臨時の第 30 回評議員会の招集及び目的である事項
第 43 回理事会 (令和 3 年 6 月 1 日 Web 会議)
決議事項
・令和 2 年度事業報告
・令和 2 年度財務諸表
・定時の第 31 回評議員会の招集及び目的である事項
報告事項
・職務執行状況の報告
第 44 回理事会 (令和 3 年 7 月 8 日 みなし決議)
決議事項
・臨時の第 32 回評議員会の招集及び目的である事項

─ 74 ─

第 45 回理事会 (令和 3 年 8 月 3 日
決議事項
・理事長の選定みなし決議）

第 46 回理事会 (令和 3 年 8 月 27 日 みなし決議）
決議事項
・臨時の第 33 回評議員会の招集及び目的である事項
第 47 回理事会 (令和 3 年 9 月 24 日 みなし決議)
決議事項
・臨時の第 34 回評議員会の招集及び目的である事項
第 48 回理事会 (令和 4 年 3 月 2 日 Web 会議)
決議事項
・令和 4 年度事業計画
・令和 4 年度収支予算書及び資金調達及び設備投資の見込み
・ハラスメント防止規程の制定
・就業規則の改定
・給与規程の改定
・臨時の第 35 回評議員会の招集及び目的である事項
報告事項
・職務執行状況の報告(2) 評議員会
第 30 回評議員会
決議事項
・理事の選任・監事の選任・評議員の退任(令和 3 年 4 月 26 日

みなし決議)

第 31 回評議員会 (令和 3 年 6 月 23 日
決議事項
・令和2年度財務諸表
・理事の退任
報告事項 ・令和2年度事業報告

Web 会議)第 32 回評議員会
決議事項
・理事の選任・評議員の選任

みなし決議)(令和 3 年 7 月 20 日

─ 75 ─

第 33 回評議員会
決議事項
・理事の選任(令和 3 年 9 月 10 日

みなし決議)

第 34 回評議員会
決議事項
・評議員の選任(令和 3 年 10 月 11 日

みなし決議)

第 35 回評議員会
決議事項
・評議員の選任(令和 4 年 3 月 22 日

みなし決議)

３．賛助会員状況
令和 3 年度末会員数

33 社

４．学会および論文発表
学会発表
論文発表

23 件
20 件

(国内：19 件、国外： 4 件)
(国内： 5 件、国外：15 件)

５．特許等出願件数
令和 3 年度出願件数
令和 3 年度末特許保有件数

6件
42 件

(登録：20 件、公開：16 件、他：6 件)

73.5 口─ 76 ─

Ⅰ

研究開発および調査事業

研究開発の推進と成果の拡充を図るため、研究部門では以下のとおり事業活動を実施した。
１．研究調査事業【産業用レーザー開発プロジェクト】
高出力レーザーの長距離伝送技術を確立するため、大気のゆらぎによる波面乱れを補正しビームを高品質化できる高速動作・高光耐性可変形鏡の大口径化を進めた。
［関連する主な受託・共同研究］
・高速移動物体への遠距離・高強度光伝送のための予測的波面制御の研究【レーザー微量分析研究プロジェクト】
大気中有害微量物質の検出を目的に、深紫外域での高出力波長可変レーザーを構築し、共鳴ラマンライダーによる実証試験を実施した。また新しい応用としてフラッシュ共鳴ラマンライダーを開発し、SO2 ガスの漏えいの可視化に成功した。
［関連する主な受託・共同研究］
・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【レーザーエネルギー研究チーム】
レーザーエネルギーの新しい応用分野の開拓をめざし、原子力や素粒子研究分野で要求されているレーザー関連技術の研究開発を推進した。
(1)原子炉廃止措置におけるレーザー応用の研究
レーザー切断は、原子炉廃止措置において実用化が期待される技術の一つである。
主として金属と金属酸化物材料にレーザー照射を行い、切断時の微粒子の発生・飛散特性を研究し、その閉じ込め、回収技術に向けたデータを集積した。
(2) 二重ベータ崩壊の研究に必要なレーザーの開発研究
素粒子研究分野で計画されている二重ベータ崩壊の実験では、大量の 48Ca 同位体が必要とされている。48Ca のレーザー濃縮をめざした狭線幅・高出力青紫色レー
ザーの開発に関して、半導体レーザーの注入同期特性を明らかにし、周波数安定性
2MHz、出力 0.1W 級モジュール装置を構築した。

［関連する主な受託・共同研究］
・レーザー加工により発生する微粒子の解析と核種同定手法の開発

─ 77 ─

・48Ca を用いたニュートリノマヨラナ性の研究と次世代高感度化技術開発【レーザープロセス研究チーム】
ものづくりイノベーションを支援するレーザープロセス技術の基礎・応用開発研究を行った。
(1)短パルスレーザー加工に関する研究
フェムト秒からナノ秒領域の短パルスレーザーを用いた金属、半導体、誘電体等、各種材料の加工特性に関する研究を行った。
(2)レーザー加工のインフラ構造物への適用性に関する研究
土木・建築業界へのレーザー技術の普及をめざし、インフラ構造物の表面クリー
ニング、月面模擬砂を用いた積層造形、ならびに道路標識の防雪、防氷などに関するレーザー加工技術の適用性や安全性の評価を行った。
(3)レーザーによるナノ構造体生成技術の研究
液中レーザーアブレーションによる合金ナノ粒子作製技術について、励起波長などレーザー照射条件と生成物の粒径との関係について新しい知見を得た。
［関連する主な受託・共同研究］
・レーザーによる合金ナノ粒子製作と応用
・レーザー加熱による土質材料の有効利用に関する研究
・月資源を用いた拠点基地建設材料の製造と施工方法
・レーザー加工による難着氷雪技術の研究【レーザー計測研究チーム】
レーザー応用計測・分析技術の高性能化に資する基盤技術に向けた研究開発を実施した。
(1)非破壊診断技術の高度化研究
レーザーを用いたコンクリート構造物の健全性評価技術の実用化をめざし、欠陥判定アルゴリズムを改良し、非破壊検査システムの信頼性が向上した。また、さらなる高効率化をめざし、移動しながら検査が可能なシステムの開発を開始した。
(2)レーザー打音・レーザー超音波法の適用性研究
レーザー打音・レーザー超音波法を新しい分野に適用するため、重機とレーザー計測技術を組み合わせた落石検知や、コンクリートの厚さ計測のための技術開発を進めた。
(3)レーザーによる環境計測技術の研究
レーザー誘起ブレークダウン分光法による表面付着物の分析、偏光エリプソメト

─ 78 ─

リーによる溶液中微粒子の粒度分析などの実用化をめざした研究を実施するとともに、ラマンライダーによる海中環境の遠隔評価に向けた基礎検討を行った。
［関連する主な受託・共同研究］
・レーザーによるコンクリート欠陥検査に関する研究
・レーザー誘起ブレークダウン分光法を用いた遠隔塩分濃度評価手法の開発
・海底開発における環境影響評価に向けた水中ライダーシステムの開発【レーザーバイオ化学研究チーム】
蛋白質や酵素の機能解明に関するレーザー分光法による研究を進めた。また、レーザー光を利用した効率的、選択的放射性廃棄物分離法の開発を進めた。
(1)光合成関連酵素の機能研究
光合成の最終段階における機能酵素についてフェムト秒レーザー分光による観測を行い、酵素の光反応メカニズムに関する新たな知見を得た。
(2) パルスレーザーによる溶液中ランタノイドイオンの光酸化還元の研究
放射性廃棄物分離技術開発に資する光価数制御の研究に関連し、ユーロピウムイ
オンの光還元反応の溶媒効果について検討した。また、光酸化を利用したアメリシ
ウムイオンの価数制御に成功した。
［関連する主な受託・共同研究］
・溶液中金属イオンの光酸化還元に関する研究【理論・シミュレーションチーム】
レーザー加工の物理を解明するため、レーザーと物質の相互作用に関する量子力学的研究を行った。また、地震先行現象が電離層に及ぼす効果を理論的に求め、測定結果と比較を行い、良い一致を得た。
(1) レーザー加工とその応用に関する理論的研究
超短パルスレーザーと固体の相互作用における初期過程の解明に注視し、量子力学的手法を導入して研究を開始した。
(2) 地震先行現象の物理メカニズム研究
地殻変動により生じる正電荷が地表面で拡散すると仮定して、電離層に与える影響を理論的に解析し、観測結果と一致する結果を得た。
［関連する主な受託・共同研究］
・地震先行現象の物理メカニズム研究

─ 79 ─

【レーザー技術開発室】
光学部品や光学材料の開発を進める一方で、産学連携の中核的な存在として UV
光源や高耐力コーティングなど産業界の技術開発の支援を行った。
(1) 光学素子の高耐力化研究
高耐力・長寿命コーティングの開発を目的に、レーザー損傷機構解明をも目的に
2 パルス照射による損傷過程について研究を行った。また、高輝度 UV 光源開発を支援し高屈折率材料コートの高性能化を行った。
(2) レーザー損傷評価
レーザー損傷評価試験装置の自動化をめざして技術開発を行い、必要な装置を整備した。また、産業界からの光学素子に関する技術相談や評価試験に対応した。
(3) 新材料技術の開発研究
レーザー三次元造形法を用いた光学素子形成を目的に、レーザー照射による溶媒の固化を屈折率変化で確認する方法を確立し、三次元造形に必要なレーザー照射条
件について評価を行った。

２．各種研究会活動
当研究所の研究開発活動を効率的・発展的に推進するため、関連各界の意見・情報収集の場として、次のような研究会を開催し、当研究所の事業の活性化を図った。
［実施した主な研究会］
・次世代レーザー技術応用研究会
・高耐力光学素子研究会

３．産学官連携の推進
ホームページ上の技術相談窓口等で受け付けた、企業の技術開発・改良に対する支援、光学部品の損傷評価、微細加工、超音波診断など 28 件の相談・要望に対し、積極的に取り組んだ。
学界との連携では、大阪大学レーザー科学研究所等との共同研究をはじめ、国内外の大学と積極的に連携を図りながら研究を行った。
産学官の連携では、企業、大学等と連携を図りながら、国が主導する産学官連携
プロジェクト研究に参画した。

４．関連団体との連携(国)日本原子力研究開発機構(JAEA)、(国)量子科学技術研究開発機構(QST)、(国)理─ 80 ─

化学研究所(RIKEN)、(国)宇宙航空研究開発機構(JAXA)、(一財)光産業技術振興協会(OITDA)、(一財)大阪科学技術センター(OSTEC)、(一財)近畿高エネルギー加工技術研究所(AMPI)、(公財)若狭湾エネルギー研究センター(WERC)、(一社)レーザー学会(LSJ)、(一社)レーザプラットホーム協議会(LPF)、 (特非)日本フォトニクス協議会関西支部(JPC 関西)、(特非)光科学アライアンスなど関連団体とも積極的に情報交流や人的交流を図り、これらの団体と連携してわが国のレーザー技術の発展と普及に寄与する活動を推進した｡

５．公募研究国等が公募を行っている各種競争的研究資金の獲得に努め、本年度は以下の採択課題に参加した。
(1) 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(安全保障技術研究推進
制度)(2) 高速移動物体への遠距離・高強度光伝送のための予測的波面制御の研究(安全保障技術研究推進制度)(3) レーザー加工により発生する微粒子の解析と核種同定手法の開発((国)日本原子力研究開発機構)(4) レーザー加熱による土質材料の有効利用に関する研究((国)宇宙航空研究開発機
構)

６．受託研究展示会、ホームページなどを通じて受託研究の広報を行い、技術相談窓口等で依頼を受け、レーザー損傷評価試験も含め 27 件の受託研究を実施した。(公募によるものを除く)

７．補助事業
文部科学省の科学研究費補助金や民間団体の研究助成を活用し、以下のような研究を実施した。
(1)Investigations of spectrally tunable,nanosecond laser pulse compression
characteristics by SBS technique(基盤研究 C)(2) フェムト秒パルスレーザーによる石英ガラス三次元積層造形技術の開発(天田財団一般研究開発助成)(3) 48Ca を用いたニュートリノマヨラナ性の研究と次世代高感度化技術開発

─ 81 ─

(科学研究費補助金 新学術領域研究(研究領域提案型)

Ⅱ

普

及

啓

発

活

動

事

業

レーザー技術の普及啓発活動として、情報の発信・提供、人材交流などの事業を以下のとおり実施した。

１．人材の育成大学、関連研究機関、企業などとの共同研究や技術相談を通じ、若手研究員の技術指導を行うことによりレーザー技術に関する人材育成に貢献した。

２．研究成果報告会
令和 2 年度の研究成果を報告する研究成果報告会(ILT2021)を開催した。大阪開
催は、会場が新型コロナウィルス接種会場となったためオンライン配信に変更、東京開催は予定どおり実開催した。
・ 7 月 21 日 オンライン開催
・11 月 17 日 東京都立産業貿易センター 浜松町館

３．機関誌等の発行
機関誌「Laser Cross」の発行および電子メールでの情報配信により、当研究所の研究成果やレーザーに関する国内外の研究開発動向など、幅広い情報の提供を行った。

４．展示会への出展
関係団体が主催する光技術やレーザーに関する展示会へ積極的に出展し、当研究所の広報活動に努めた。なお、光・レーザー関西 2021(7 月)の展示会は、会場が新型コロナウィルスワクチン接種会場となり中止となった。
・OPIE’2021(レーザーEXPO) 6 月 30 日～7 月 2 日 パシフィコ横浜
・光とレーザーの科学技術フェア 2021 11 月 17 日～19 日 東京都立産業貿易センター 浜松町館

─ 82 ─

５．国際交流
海外のレーザー技術の開発動向や産業応用に関連した情報を収集するとともにレーザー関連団体や関係研究機関との情報交換・人材交流を図るため、計 1 の国際会議へ参加した。
(1) OPIC 2021(4 月 19 日-23 日、日本：オンライン開催)

Ⅲ

そ

の

他

事

業

１ ． I F E （ 慣 性 核 融 合 エ ネ ル ギ ー ： I n e r t i a l F u s i o n E n e r g y )フ ォ ー ラ ム 活 動
レーザー核融合によるエネルギー開発に向けた活動や産学共創を目指す委員会活動などを支援した。

２．出版物の刊行
令和 2 年度の研究成果を年報にまとめ、刊行した。
・「ILT2021 年報」(2020～2021) (令和 3 年 7 月発行)

３． 泰 山 賞 の 贈 呈
泰山賞により、レーザー科学技術の研究開発とその産業応用に貢献した方々を表彰した。 第三者を含む選考委員会において受賞者を選考し、11 月の成果報告会(東京)にて贈呈式を行った。
レーザー進歩賞
・「世界最高性能ペタワットレーザーの開発と量子ビーム制御」
桐山博光氏、Alexander Selgeivich Pirozhkov 氏、神門正城氏(量子科学技術研究開発機構)
・「光コムによる光波の自在操作と周波数物差しを超えた応用展開」
美濃島薫氏(電気通信大学)（附属説明書について）「一般社団法人及び一般財団法人に関する法律施行規則」第 34 条第 3 項に規定する附属明細書については、「事業報告の内容を補足する重要な事項」がないため、作成しない。

─ 83 ─

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
所

副
所

長

レーザー計測研究チーム

長
レーザーバイオ化学研究チーム

評
議
員
会

理

理

事

事

会

長

副
理

常
務

事

理

長

事

理論・シミュレーションチーム

レーザー技術開発室
事
務局長

─ 87 ─

総 務 部

構 成 員 一 覧
理事長
副理事長
常務理事

髙西一光
井澤靖和
中神保秀

◇研究部

所長

井澤靖和

【レーザーエネルギー研究チーム】

チームリーダー
特別研究員
特別研究員

井澤靖和（兼務）
宮永憲明
大道博行【レーザープロセス研究チーム】

主席研究員
主任研究員
主任研究員
副主任研究員
研究員

藤田雅之（チームリーダー）
谷口誠治(兼務)
染川智弘(兼務)
コスロービアン ハイク(兼務)稲田順史【レーザー計測研究チーム】

主任研究員
副主任研究員
研究員

染川智弘（チームリーダー）
オレグ コチャエフ
倉橋慎理【レーザーバイオ化学研究チーム】

主任研究員
副主任研究員谷口誠治（チームリーダー）
コスロービアン ハイク【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
研究員

本越伸二（室長）
坂本高保

◇総務部

事務局長
総務部長
マネージャー
マネージャー
チーフ
事務員
事務員

中神保秀
中神保秀（兼務）
幸脇朱美
小野田理恵
藤田淑子
林 絢子
片岡紀子

【特別研究員】

元日新電機株式会社
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
大阪大学 名誉教授
元日本原子力研究開発機構

鈴木泰雄
田中文夫
糟谷紘一
中島信昭
中塚正大
宮永憲明
大道博行

（令和 4 年 6 月現在）
─ 88 ─

【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
大阪産業大学工学部
大阪公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
関西学院大学理学部化学科
関西大学システム理工学部
関西大学システム理工学部
北見工業大学工学部
京都大学化学研究所
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
近畿大学生物理工学部
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
千葉大学大学院工学研究院
千葉工業大学
電気通信大学大学院情報理工学研究科
株式会社電気評論社
東海大学総合科学技術研究所
東京工業大学大学院総合理工学研究科
東京工業大学環境・社会理工学院
東北大学大学院工学研究科
東北大学大学院理学研究科
日本原子力研究開発機構
日本大学生産工学部建築工学科
光産業創成大学院大学
広島大学先進理工系科学研究科
広島大学先進理工系科学研究科
福井大学工学系部門工学領域
福岡工業大学情報工学部
福井工業大学工学部電気電子工学科
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

所長
教授
教授
教授
教授
教授
准教授
准教授
准教授
准教授
准教授
助教
特任教授
教授
准教授
教授
教授
教授
教授
教授
教授
助教
准教授
准教授
教授
教授
准教授
准教授
教授
特定助教
教授
非常勤講師
教授
講師
研究員
グランドフェロー
准教授
教授
教授
常務取締役
特任教授
講師
教授
教授
准教授
客員研究員
教授
教授
教授
教授
教授
教授
教授
教授
教授

─ 89 ─

兒玉了祐
斗内政吉
山本和久
重森啓介
千徳靖彦
藤岡慎介
坂和洋一
中嶋 誠
中田芳樹
長友英夫
藤岡加奈
椿本孝治
乗松孝好
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
時田茂樹
保田尚俊
吉田 実
橋新裕一
中野人志
三上勝大
櫻井俊光
久世宏明
椎名達雄
藤本 靖
西岡 一
松村宏治
橋田昌樹
河村 徹
廣瀬壮一
田中秀治
柴田 穣
田口俊弘
永井香織
藤田和久
遠藤琢磨
城﨑知至
金邉 忠
中村龍史
西村博明
足立 智
長谷川靖哉

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
山梨大学大学院総合研究部
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

准教授
教授
准教授
教授
客員教授

量子科学技術研究開発機構量子ビーム科学部門関西光科学研究所光量子科学研究部
量子科学技術研究開発機構量子ビーム科学部門関西光科学研究所光量子科学研究部
量子科学技術研究開発機構量子ビーム科学部門関西光科学研究所光量子科学研究部
量子科学技術研究開発機構量子ビーム科学部門関西光科学研究所光量子科学研究部

グループリーダー

量子科学技術研究開発機構量子ビーム科学部門関西光科学研究所研究企画室
量子科学技術研究開発機構量子ビーム科学部門関西光科学研究所研究企画室

室長
主幹技術員

─ 90 ─

専門業務員
主幹研究員
グループリーダー

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
近藤修司
岡田 大

(令和4年6月現在）

評

議

員

理 事・ 監 事
賛

助

会

員

評

議

員
（敬称略）

岡

徹

三菱電機株式会社 先端技術総合研究所 所長

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

重松昌行

住友電気工業株式会社 研究開発本部 技師長

中野智之

パナソニック株式会社 エレクトリックワークス社
綜合技術センター 所長

長谷川友安

一般財団法人大阪科学技術センター 専務理事

原勉

浜松ホトニクス株式会社 常務取締役 中央研究所長

東邦夫

京都大学 名誉教授

藤井大士

関西電力株式会社 原子燃料サイクル室長

美濃由明

一般財団法人電力中央研究所 常務理事望月孝晏

兵庫県立大学 名誉教授

山田裕之

富士電機株式会社 発電プラント事業本部 原子力事業部長

─ 93 ─

（令和4年6月現在）

理 事・監 事
（敬称略）
理事長

髙西一光

関西電力株式会社 執行役常務

理

井澤靖和

公益財団法人レーザー技術総合研究所 所長・大阪大学 名誉教授

中神保秀

公益財団法人レーザー技術総合研究所 常務理事

上原拓也

東芝エネルギーシステムズ株式会社
エネルギーシステム技術開発センター 量子システム開発部
シニアマネージャー

川崎守

中部電力株式会社 技術開発本部 技術企画室長

神﨑寛

三菱重工業株式会社 原子力セグメント 原子力技術部長

監

事

事

兒玉了祐

大阪大学レーザー科学研究所 所長・教授

齋藤公秀

日本電気株式会社 関西支社 官公第一営業グループ

佐藤俊志

富士電機株式会社 関西支社 営業第二部

林

三菱電機株式会社 関西支社 原子力部長

知則

グループ長

部長

山下

圭

東京電力ホールディングス株式会社 技術戦略ユニット技術統括室長

酒井徹

株式会社三井住友銀行 大阪本店営業第二部長

西原功修

大阪大学 名誉教授

日根野健

日根野公認会計士事務所 公認会計士

─ 94 ─

（令和4年6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

住友電気工業株式会社

株式会社オカモトオプティクス

株式会社ダイヘン

株式会社オプトサイエンス

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

TOWAレーザーフロント株式会社

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ライフソリューションズ社

株式会社KANSOテクノス

浜松ホトニクス株式会社

関電不動産開発株式会社

一般財団法人光産業技術振興協会

関電プラント株式会社

株式会社日立製作所

株式会社きんでん

富士電機株式会社

株式会社熊谷組

前田建設工業株式会社

光伸光学工業株式会社

株式会社三井住友銀行

株式会社神戸製鋼所

三菱重工業株式会社

ジオマテック株式会社

三菱電機株式会社

株式会社島津製作所

一般社団法人レーザー学会

清水建設株式会社

合計33社

─ 95 ─

（令和4年6月現在）

ＩＬＴ2022

年報

2 0 2 2 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 ㈹