は じ め に
公益財団法人レーザー技術総合研究所の令和 4 年度成果報告書（ILT 2023 年報 34 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）度から開始された第 6 期科学技術・イノベーション基本計画では、Society 5.0の実現に向けて、サイバー空間とフィジカル空間の融合、地球規模課題の克服、リジリエントで安全・安心な社会の構築などが重要課題とされ、宇宙・海洋、環境エネルギー、量子技術、次世代イ
ンフラ・技術の整備・開発、カーボンニュートラルに向けた研究開発などの施策を進めるとされています。レーザー技術はこれら先進技術の基盤をなすものであり、当研究所ではこれらの分野の進展に貢献することをめざして積極的に研究開発を進めてきました。
令和 4 年（2022 年）度は、「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」プロジェクトが最終年度を迎えました。目標とする 3 種類（Tip-Tilt 補正鏡、Defocus 補正鏡、
高次の波面乱れ補正鏡）の大型（口径 100mm）可変形鏡を製作し、高速制御性（10 kHz）と高耐力性（1 kW/cm２）を実証するとともに、長距離レーザービーム伝送試験で波面制御の有効性を示すことができました。
チーム研究でも研究が進展しました。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ました。注入同期型増幅システムのモジュール開発で、レーザー線幅の狭帯域化や周波数安定性で目標とする性能が得られ、同位体濃縮実験への導入を計画しています。
レーザープロセス分野では、原子炉廃止措置で実用化が期待されるレーザー解体技術の基礎実験を進めてきました。金属、セラミックス、コンクリートなど、熱的、機械的特性の異なる材料のレーザー切断特性を詳細に研究し、切断時に発生する微粒子の閉じ込めと回収技術に向けた基礎デー
タを集積しました。また、月資源を用いた基地建設材料の製造技術開発を目標として、月面模擬砂を材料とする三次元レーザー積層造形技術の開発研究を進めています。土木・建築業界でのレーザー技術の応用・普及をめざし、屋外でのレーザー利用に関する安全ガイドラインを策定すべく、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開発研究を継続するとともに、排水配管の減肉検査や落石予知など、工事現場や山岳トンネル切羽へのレーザー打音法の導入を目指した研究を進めています。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研究を進めるとともに、大気中や海水中への有害物質の漏洩などを可視化して検出できるフラッシュラマンライダーの開発を開始しました。
レーザーバイオ化学分野では、蛋白質や酵素の生理活性構造の解明研究や溶液中での金属イオンの光酸化・還元反応の研究を進めてきました。放射性廃棄物分離用にアクチノイドイオンの光酸化・還元反応の研究に着手し、アメリシウムの光酸化反応機構を解明するとともに、アメリシウムとプラセオジウムの混合溶液を用いてレーザーアシスト元素分離の実証にも成功しました。
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研究や、
地震先行現象の研究を進めてきました。後者では、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、長年にわたり、光学材料・素子の高耐力化研究と、産業界からのご依
頼によるレーザー損傷評価試験を実施してきました。損傷評価の自動化や、三次元造形を利用する
光学素子の形成技術開発など、オリジナルな技術の積み上げを図っています。
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。
2023 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ILT2023 年報（Annual Progress Report 2022-2023）
）
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
ミリ秒 kW 級レーザーパルスと金属、金属酸化物との相互作用 － 加工特性の評価 －1

レーザープロセス研究チーム
レーザーを用いた月面基地建設材料の作製

6

高速動作・高光耐性可変形鏡の開発

14

Quantitative Evaluation of the Strehl Ratio for the Flattop and Gaussian Beams

19

レーザー計測研究チーム
フラッシュラマンライダーによる水中油の可視化手法の開発

25

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

レーザーを用いたトンネル切羽の浮石検知に関する研究

32

レーザーバイオ化学研究チーム
ユウロピウムの共鳴多光子還元の効率評価 － レーザーによる希少金属回収技術の開発 －37

レーザーアシスト元素分離の実証

41

理論・シミュレーションチーム
巨大地震先行現象の物理メカニズムの研究 － シミュレーションモデルの発展 －46

サブピコ秒レーザー照射による SiO2 結晶の損傷評価のための第一原理計算

50

レーザー技術開発室
プラズマ発光を利用した光学素子レーザー損傷の評価

53

発表論文リスト
事 業 報 告 書

61

組
織
図
構 成 員 一 覧

83

評
議
員
理 事 ･ 監 事

89

賛

91

助

会

員

69
84
90

研 究 報 告 書

ミリ秒 kW 級レーザーパルスと金属、金属酸化物との相互作用―加工の基礎―
1

レーザーエネルギー研究チーム
大道博行 1,3、山田知典 2,32（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
要を報告する。

１．はじめに福島の廃炉と復興への貢献は国民的課題となっている 1, 2)。これを目的とした原子力機構の公募事業の一つとして採択された“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”（代表 長谷川秀一東大教授）に筆者らは 2018 年度から 2021 年度まで分担者として参加し、レーザーと各種レーザー照射ターゲットとの相互作用の観察と評価・解析に関する研究を行った。
本報告では筆者らが分担した研究成果に関し概要を紹介する。詳しい内容は 2 本の原著論文 3, 4)としてまとめられている。また本事業の成果は JAEA-Review5)とし

図 1 レーザー照射チェンバーと核種同定装置て出版されている。
表１ ターゲットの機械的特性と物理特性
２.実験方法原子力機構楢葉遠隔技術開発センターに設置されているレーザーを主として用いて実験を行った。実験配置
を図 1 に示す。図中右側は飛散する微粒子を捕集・伝送し、核種同定手法開発を行う装置である 5)。左側のレー
ザー照射チェンバーではレーザー照射による溶融、蒸気発生、微粒子生成と飛散、液滴（スパッター）の生成と飛散、熱応力破砕による破砕片およびレーザー加工に繋がる溶融物の除去と照射痕の観察を行う。
レーザー照射パワーは 0.3 kW～5 kW、レーザーの時
間幅は 10 ms である。図 1 中、燃料デブリ対象物質と記載されているレーザー照射ターゲットの一部を表 1 に

３. 実験結果示す。廃炉の対象となる金属、金属酸化物 6)を模擬する

ここでは実験結果の内、金属としてステンレス鋼、ため機械的特性、物理的特性の異なった金属酸化物を選

金属酸化物としてジルコニア（酸化ジルコニウム）のんだ 7)。表中酸化ウランは本研究の照射対象物質ではな

結果を紹介する。 図2に高速度カメラで撮影された影

いが、選んだ被照射物質との比較のため記載した。本報

絵の時間変化を示す。影絵の照明光源はHe-Neレーザ

告ではレーザー照射チェンバー内の各種観察結果の概ーであり、波長632.8 nmである。高速度カメラにはこ─1─

の波長を中心に波長幅10 nmの波長選択フィルター

体積を評価し、穴から噴出した物質の質量密度を乗じてを取り付けて、プルームからの発光による影絵の品質

噴出質量を算出したものである。図 5 に示したステンレ低下を抑制している。図中左列に示したステンレス鋼

ス鋼では、図中両矢印で示したようにパワー2 kW 以下の影絵では、黒色の盛り上がった部分（図中Mに対応）

で溶融は起こるが、噴出質量はほぼゼロで溶融部はターや、それが千切れて液滴（D）になって飛散している

ゲットに留まっている。一方、図 6 のジルコニアではパことがわかる。この溶融部の周囲に煙状の微粒子群（F）

ワー1 kW までは照射部が変化しない（相互作用しない）。

が観察された。この微粒子群は溶融部周辺の蒸気がレ1 kW から 2 kW までは溶融が起こらない場合、溶融すーザー照射部から外れたときや、レーザー照射直後のる（相互作用する）場合がレーザー照射毎に不規則に観

急速冷却時に観察された。図2の右列に示したジルコ察された。ただし、いったん相互作用すると図 4 に示す

ニアでは、レーザー照射開始後3～5 msまでは図中上ように円錐台に近い形状の穴が形成される。

下にわたって帯状に写っている白色の発光（プルーム、
Pの部分）と黒色に写っている照射部付近の溶融物（M）と液滴や破砕片（D）の影絵が観察された。レーザー
照射の後半ではプルーム発光が消え、液滴と破砕片の飛散（D）を示す影絵が観察された。ジルコニアの分光測定によると、原子番号が大きいことによりステン
レスやアルミナ等に比べ発光スペクトルが広がり、発光量も数十倍大きくなっている3)。このため波長選択フィルターの使用にもかかわらず、発光が影絵に重なっている。
図 3、図 4 にステンレス鋼、ジルコニア照射痕の観察
結果を示す。左側の写真はレーザー照射側から撮影したもので、右側にﾃﾞｨｼﾞﾀﾙ顕微鏡で測定した断面図を示す。
図 3 中、レーザーパワー1～2 kW では、溶融部内部に発生したガスにより表面が盛り上がった状態で凝固している。3 kW 以上では蒸気の反力により溶融部が千切れて飛散し、穴になっている。図 4 では図 3 に比べ、レーザー照射毎に安定した形状で深い穴が形成されている。
図 5 と図 6 にステンレス鋼、ジルコニアターゲットか
らの噴出質量のレーザー照射パワー依存性を示す。黒丸で示した噴出質量はレーザー照射前後のターゲットの質量差を電子天秤で測定して求めた。一方、照射痕はそ

図 2 ステンレス鋼（左列）、ジルコニア（右列）からの断面が図 3、図 4 に示したように円錐形、円錐台の形の飛散粒子の高速度カメラによる影絵。レーザーパワー

状をしており、穴の直径、穴の深さで体積を概略評価す

5 ms、
は 2.7 kW.(a)-(d)はそれぞれレーザー照射後 1 ms、ることができる。白丸のデータは、この方法で照射痕の10 ms、11 ms の影絵

─2─

図 5，図 6 中、白丸の質量と黒丸の質量は数十%程度の範囲で一致する。これを踏まえると質量の減少は照射痕からの微粒子、液滴、破砕片として噴出したものに概ね相当すると言える。また実験結果の中で例えば図 5 の 5
kW のデータのように体積評価による質量とターゲッ
トの質量差測定が大きく異なる場合もあった。これは照射痕とその周辺の変形が進み照射痕の体積が噴出質量に対応していないからと考えている。

図 3 ステンレス鋼の照射痕。左列はレーザー照射方向

図5 図3 で示したステンレス鋼のレーザー照射パワーから撮影。右列は対応する断面図。(a)、(b ) はレーザーに対する噴出質量の関係。白丸は体積評価、黒丸は質量パワー1 kW、(c)、(d)は 2 kW、(e)、(f)は 3 kW、(g)、(h)

差測定により求めた値。一点鎖線は最小二乗フィットは 4 kW、(i)、(j)は 5 kW

図6 図4 で示したジルコニアのレーザー照射パワーに
図 4 ジルコニアの照射痕（図 3 と同様）。(a)、(b)はレ対する噴出質量の関係。白丸は体積評価、黒丸は質量差ーザーパワー2 kW、(c)、(d)は 3 kW、(e)、(f)は 4 kW

測定により求めた値。一点鎖線は最小二乗フィット

─3─

４．考察

さい領域に集中できることから、様々な加工を比較

レーザー照射により発生する微粒子は蒸気に由来

的自在に行うことができる。一方で高いエネルギーするもの、溶融物の飛散に由来するもの（スパッタ

集中性は照射部の温度を高め、蒸発、沸騰により大ー）が知られている。前者は過冷却、核形成、凝集 8)、

量の蒸気を生じる。この蒸気からナノメートルのサ

9)

さらに
後者は流体運動や不安定性に関係している 。

イズの微粒子が発生し、蒸気の反力により溶融部が金属酸化物は脆性物質であり、物質内部の応力破砕

千切れて数μm のサイズの液滴が飛散する。さらに、4)に由来する粒径の大きな破砕片が観察されている 。

金属酸化物では熱応力破砕により、より大きな破砕

また図 6 に示すように相互作用の閾値近傍で噴出質片も飛散する。これらに加え、照射痕の観察、飛散し量がショット毎に大きく変動するのも特徴である。

た質量の測定を行い、相互作用の知見を深めた。以図 7（a）、(b)に今回の実験で得られた知見のまとめ

上の成果は本事業の目的である福島第一原子力発電として、レーザーと金属および金属酸化物との相互

所の廃炉技術に資することに留まらず、レーザー加作用の概念図を示す。図 7（a）の金属ではレーザー工技術やレーザー相互作用研究にも資すると考えらエネルギーの吸収が表面(スキン長)で起こり、表面れる。

から溶融が進む。さらに溶融部は蒸気の反力により盛り上がり、千切れて液滴となって飛散する 10)。一方、図 7（b）の金属酸化物では絶縁体であり吸収長が長く、レーザーがターゲット内部に入り込み吸収が起こる。この物質内部での吸収、溶融、飛散、破砕により、液滴や破砕片は金属に比べ長いレーザー吸収部から飛散し、金属に比べ深い穴が形成されると考えられる。また金属酸化物では温度の上昇に伴って熱伝導係数が低下または一定であり、金属に比べ熱勾配が大きくなる傾向がある。これが、より大きな熱応力発生に寄与する。また脆性物質である金属
酸化物の場合、破壊靭性が延性を有する金属に比べ数桁小さく 11)、熱応力により、破砕し易いことが飛散する破砕片等に現れている。これもレーザーと金

図 7 レーザーと金属(a)と金属酸化物(b)との相互作用

属酸化物との相互作用の特徴である。
謝辞
５.まとめ

本研究の一部は、日本原子力研究開発機構「英知を結レーザー加工を用いると照射部に高いパワーを小集した原子力科学技術・人材育成推進事業」により実施

─4─

された「レーザー加工により発生する微粒子の解析と核

5) 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

種同定手法の開発」（体系的番号 JPJA18B18072148）の法の開発 （委託研究） －令和元年度 英知を結集した原助成を受けた。また原子力機構楢葉遠隔技術開発センタ

子力科学技術・人材育成推進事業－JAEA-Review 2022-015

ー、廃炉環境国際共同研究センター(CLADS)、敦賀総合

https://jopss.jaea.go.jp/pdfdata/JAEA-Review-2022-

研究開発センター、（公財）若狭湾エネルギー研究セン

015.pdf September 2022 ; r3_a1_7.pdf (kenkyu.jp)

ターの御支援に対し、記して謝意を表する次第である。

（参照2023 年5 月 13 日）
6)

C. Dazon, E. Porcheron, C. Journeau, C. Suteau, C. Chagnot, L.
Doyen, E. Excoffier, and D. Roulet, Characterization of Chemical

参考文献
1)

Composition and Particle Size Distribution of Aerosols Released

東京電力ホームページ、廃炉作業の状況
during Laser Cutting of Fuel Debris Simulants, Environ. J., Chem.

https://www.tepco.co.jp/decommission/progress/

Eng., 8, 103872, pp. 1-14. (2020)（参照2023 年 5 月 13 日）
2)

原 子 力 機 構 CLADSの 廃 炉 技 術 研 究

7)https://clads.jaea.go.jp/jp/rd/ （参照 2023 年 5 月13 日）
3)

H. Daido, T. Yamada, K. Saruta, M. Miyabe, C. Ito, T. Shibata, K.

Springer, Boston.
8) B. S. Luk`yanchuk, W. Marine, S. I. Anisimov, , Condensation ofInoue, R. Terabayashi, S. Hasegawa, Observation andVapor and Nanoclusters Formation within the Vapor Plume,

characterization of quasi-continuous wave kW-class laser

Produced by ns-Laser Ablation of Si, Laser Phys. 8, pp. 291-302

interaction with metal and metal oxide targets using a high-speed(1998).

camera and microscopes, Physica Scripta 98, 035112 (2023),

9) A. F. H. Kaplan and J. Powell, Spatter in laser welding, J. Laser.

DOI 10.1088/1402-4896/acbba94)

G. V. Samsonov, The Oxide Handbook, 1973, p. 524.,

Appl. 23, 032005 (2011).

H. Daido, T. Yamada, H. Furukawa, C. Ito, M. Miyabe, T. Shibata
and S. Hasegawa, Generation of particles and fragments by10) V. Semak and A. Matsunawa, The role of recoil pressure in energy

quasicontinuous wave fiber laser irradiation of stainless steel,balance during laser materials processing,, J. Phys. D: Appl. Phys.

alumina and concrete materials, J. Laser Appl. 33, 012001(2021)

36, pp. 2541-2552 (1997).

https://doi.org/10.2351/7.0000190

11) 平川賢爾、遠藤正浩、駒崎慎一、松永久生、
山辺純一郎、機械材料学第 2 版、朝倉、2018

─5─レーザーを用いた月面基地建設材料の作製
レーザープロセス研究チーム
藤田雅之、田島孝敏 1、新村 亮 1、新述隆太 1、渕田安浩 1
1

大林組の後、市販の 3D プリンターを用いた積層造形の自動化

１．はじめに2019 年に米国からアルテミス計画が発表され、有人を試みた。2020 年〜2021 年には、レーザーを用いた 2

宇宙飛行計画（まずは月面着陸）の実現に対する期待が種類の造形手法（粉末床溶融結合（PBF : Powder Bed

高まっている。アルテミス計画を遂行するためには、月Fusion）法と指向性エネルギー堆積（DED : Directed

面でのゲートウェイの建設や無人ロボットの開発など、

Energy Deposition）法）においてレーザー照射の最適化

様々な技術開発が求められることになる。我が国では、を進め、造形条件および造形物の比較・評価を行った。

2020 年度に「宇宙開発利用加速化戦略プログラム」（ス

両手法とも一長一短があるが、造形速度や造形物の強度

ターダストプログラム）が内閣府で創設され、関係省庁の点では DED 法が優れており、2022 年は主に DED 法

にて様々な技術開発を促進する施策が実施されている。

を用いて造形試験を進めた。

このスターダストプログラムの一環として「宇宙無人

また、月環境下における製造システムの可能性を検討

建設革新技術開発推進事業」（国交省及び文科省連携）するために、低重力（月面では地上の 1/6）かつ真空中が 2021 年にスタートし、国交省においては、「月面等での粉体搬送方法のシミュレーションを行った。

での建設活動に資する無人建設革新技術開発推進プロジェクト」の公募が行われた。対象技術として、無人建

3．建材としての強度試験

設、月面で使用する建材製造、月面における簡易施設の3.1 造形物の曲げ強度試験

建設が取り上げられ、大林組が提案した「月資源を用いこれまで、造形物の圧縮強度試験を行い、DED 法でた拠点基地建設材料の製造と施工方法の技術開発」が採作製した供試体では最大 90 N/mm2 という値が得られた。

択された。

一般的に用いられるコンクリートの圧縮強度は 18～24

本プロジェクトは 2022 年度以降も継続しており、大N/㎜ 2 程度であり、重力 1/6 の月面で建材として使用す

林組、名古屋工業大学、レーザー技術総合研究所が協力るには充分である。そこで、2022 年には曲げ強度試験をして研究を進めている。レーザーを用いた建設材料の製行うこととした 1)。

造をレーザー総研、マイクロ波を用いた建設材料の製造

積層造形には滋賀県工業技術総合センターに設置しを名工大、焼成物の物性評価等を大林組が担当している。

てある2 kW ファイバーレーザーを搭載した三菱重工工

この共同研究の特徴としては、月の模擬砂だけを材料と作機械（株）（現：日本電産マシンツール（株））製のして（結合材や添加物等を加えずに）建材の作製を試み

LAMDA200 を用いた。月の模擬砂として市販の「FJS-ていることである。

1」2) を試料に用いた。SiO2 が 50 %、Al2O3 が 20 % 、

本稿では、2022 年に国交省スターダストプログラム

CaO が 10％、Fe2O3 が 8 %を占める化学組成で、50%粒
径 D50 が 70-75 µm である。

において得られた研究成果を報告する。

図 1 に曲げ試験用供試体の設計形状寸法を、図 2 に作
2．レーザーを用いた建設材料の製造製された供試体の写真を示す。層毎にレーザーの掃引方

レーザー総研では、2019 年から月の模擬砂をレーザ

向を 90゜回転させて積層した。x 方向、y 方向共に 2 mm

ーで加熱・焼成して立体物を作製する研究を開始し、そのピッチでレーザーを掃引し、1 層当たり概ね 2 mm 程

─6─

度が積層された。レーザーパワーは 300 W、掃引速度はで 0.88 N/mm2 となった。想定していた月面での運搬路

450 mm/min.であった。

の舗装用建材としての要求性能 0.60 N/mm2 以上は満足

図 3 に曲げ強度試験（3 点載荷法）の様子を、図 4 にしたが、離発着場舗装の要求性能 2.1 N/mm2 以上は満足

試験後の破断面の写真を示す。破断面の形状寸法から断しなかった。一方で、曲げ強度が小さい理由としては、

面係数を算出し、曲げ応力度を算定した結果、2 体平均

表面の微少なクラックが破断の起点となっていることが考えられる。造形後の後処理（例えば、アニーリング
等）により曲げ強度を向上させることができると考えている。

3.2 造形物の接合と曲げ強度試験
DED 法はレーザークラッディング（肉盛り）やレー

図 1 曲げ試験用供試体の形状寸法

ザー溶接と同様の原理を利用した造形法である。そこで、造形物同士の接合ができないか、と接合試験を試みることにした。図 5 に接合試験用供試体の設計形状寸法を示す。
図 6 に接合試験用冶具に固定された供試体を (a) 斜め上からと (b) 横方向から観察した写真を示す。本供試体は大林組において電気炉を用いて焼結体（ 2cm ×

図 2 作製された曲げ試験用供試体の写真

図 5 接合試験用供試体の形状寸法

図 3 曲げ強度試験の様子

図 6 冶具に固定された供試体、(a) 斜め上から、(b) 横方向から見た写真

図 4 曲げ強度試験後の供試体
─7─

図 7 曲げ強度試験用に作製した接合供試体
2 cm × 8 cm ）として作製され、機械加工で幅 2cm のV 字型の開先加工が施された。レーザー造形物はガラス化が進んでおり、開先加工時に供試体にダメージが入る
恐れがあるため、ここでは電気炉造形物（ガラス化が見られない焼結体）を使用している。
開先部を埋めるために、レーザー照射により溶融した
模擬砂を層状に充填した。短軸方向に長さ 20 mm のビ

図 8 接合供試体の曲げ試験の様子：

ードをピッチ 2 mm で最下部から 1 本、2 本と増やして接合部を (a) 上向き、(b) 下向きに設置していき、最上部で 9 本のビードで埋めるように開先部を接試験を行った。

合した。図 7 に作製された供試体の写真を示す。
接合部の盛り上がっている部分は研磨機で平面加工

ムの先端に DED 法のヘッドを取り付け、ロボットアーを施した後に曲げ強度試験に供し、前節と同様の 3 点載ムがカバーする範囲で自由な積層造形が可能であるか荷法で曲げ強度試験を行った。図 8 に曲げ強度試験の様どうかを検証することとした。

子を示す。V 溝を埋めて接合したため、供試体を上向き

実験は、神奈川県産業技術総合研究所の装置 3)を用い（図 8(a)）と下向き（図 8(b)）にして試験を行った。上て行った。図 9 に 6 軸駆動ロボットと DED 積層造形用

向き、下向き共に 2 体ずつ試験を行ったが、1〜2 N/mm2

ヘッドの写真を示す。枠内のヘッド部がロボットアームの範囲で曲げ強度に顕著な差は見られず、平均して 1.5の先端に装着される。レーザー肉盛り溶接用の装置であN/mm2 の値が得られた。いずれの場合も、破断はレーザ

り、先端のノズル部分に DED 積層造形用ヘッドが装着

ー接合部内で発生しており、電気炉供試体とレーザー接されている。通常は金属粉末を供給し肉盛りや溶接に用合部の界面での破断は見られなかった。接合無しの母材いられているが、レゴリス用に模擬砂の供給ラインを別（電気炉供試体）の曲げ強度も調べたが、平均して 22途設置して利用した。

レーザー積層造形物が曲げに弱いこ
N/mm2 程度であり、

図 10 に、(a) 神奈川県産業技術総合研究所、(b) 滋賀とが改めて確認された。

4．ロボットアームを用いた製造
これまで用いてきた DED 法レーザー積層造形装置では、レーザー出射部が固定され（焦点方向には可動）XY ステージを移動させながら供試体を作製した。この方法だとステージのストローク（可動範囲）で造形物の大図 9 神奈川県産業技術総合研究所の積層造形装

きさが制限され、レーザーの出射方向も上から下へと固置：ロボットアームの先端に赤枠で示した DED 積

定されてしまう。そこで、レーザー溶接用ロボットアー
─8─

層造形用のヘッドを装着して利用した。

表 1 神奈川県産業技術総合研究所と滋賀県工業技術
総合センタでの典型的な造形条件の比較

図 10 (a) 神奈川県産業技術総合研究所、(b) 滋賀県
工業技術総合センターの積層造形装置の比較写真.

図 11 神奈川県産業技術総合研究所の積層造形装置を用いて作製した供試体.
点線枠上の条件は、照射レーザーパワー、掃引速度、粉末供給装置の回転数、積層数を示す。
県工業技術総合センターの積層造形装置の比較写真をーザーパワー（W）および照射強度（W/cm2）は滋賀県示す。神奈川県産業技術総合研究所のロボットアームを

工業技術総合センターの方が大きいが、掃引速度を調整用いた場合はアームの可動範囲内で自由な造形ができすることで両者でのエネルギー密度（J/cm2）は同程度とるが、滋賀県工業技術総合センターの装置では X-Y ス

なっている。

テージのストローク内での造形に制限される。
図 11 に神奈川県産業技術総合研究所の積層造形装置

4.1 圧縮強度試験
図 11 の上段の供試体に対して圧縮強度試験を行った。

を用いて作製した供試体の写真を示す。積層条件を変えながら、圧縮強度試験用に 40 x 40 x 20 mm の供試体を、上下面を機械研磨すると、クラック等のダメージが生じ曲げ試験用に 80 x 20 x 20 mm の供試体を作製した。表る恐れがあるので、研磨をやめて石膏によるキャッピン

1 に、神奈川県産業技術総合研究所と滋賀県工業技術総グのみを施して試験を行った。図 12 に圧縮強度供試体

合センターでの典型的な造形条件の比較を示す。照射レの (a) 造形後の外観、(b) キャッピング後の外観を示す。
いずれの供試体においても 60 N/mm2 以上の圧縮強度が得られ、3 体平均で 68 N/mm2 という結果であった。

4.2 曲げ強度試験
図 11 の中段、下段の細長い供試体に対して曲げ強度
図 12 圧縮強度試験体：試験を 3 通りの載荷方向で行った。図 13 に 3 種類の(a) 造形後の外観、(b) キャッピング後(a) 上面を上、(b) 下面を上、(c) 側面を上下にして載荷─9─

図 14 粉体搬送の解析モデル１
表 2 粉体搬送シミュレーションで用いたパラメータ

図 13 3 種類の (a) 上面を上、(b) 下面を上、(c) 側面を上下にして載荷する場合の成形された供試体.
する場合の成形された供試体を示す供試体下部の基板は機械的にカットされ研磨により除去された後、支点部

真空中での粉体搬送技術を検討することが重要となる。

には厚さ 2 ㎜のガラス繊維補強プラスチック板が接着

地上で真空且つ低重力環境を模擬した実験を行うことされている。

は容易ではないので、シミュレーションを用いた検討を試験の結果、供試体の向きが上面上で平均 0.65 N/mm2、行った。

上面下で平均 0.90 N/mm2、側面上下で平均 1.53 N/mm2という値が得られた。上面上の場合に最も小さな値が得

5.1 解析モデル１

られたが、これは供試体の下面研磨の際にひび割れが発

真空中であることを考慮して、ガスを用いずに機械的生し（目視で確認）、このひび割れが強度結果に影響をに粉体を搬送する機構の検討を行った。図 14 に粉体搬及ぼした可能性が考えられる。供試体の向きが上面下の送の解析モデル１を示す。内径 20 mm のチューブ内で場合で、これまで得られていた値である 0.88 N/mm2 とスクリューを回転させて粉体を搬送する構造である。ス同程度であった。上面下の場合は上面上に比べて 1.4 倍

クリューのピッチは 25 mm、チューブの長さは 200 mm

程度の強度が得られた。また、供試体の側面を上にしたとし、重力の影響が見えやすいように重力を 45゜方向

曲げ強度で大きな値が得られた。積層直角方向の曲げ強にかけた状態で解析を行った。表 2 に粉体搬送シミュレ

度は積層平行方向の曲げ強度よりも大きくなることがーションで用いたパラメーターを示す。
粉体の流量については、現状の DED 法積層造形装置

分かった。

で2 mmφのチューブを通してAr ガス搬送されている値
80 mg/s から、20 mmφのチューブに対して 8g/s と設定

5．月環境下での粉体搬送
DED 法を用いた積層造形装置では、粉体を Ar ガスでした。

搬送してレーザーの集光点付近に噴射している。一方、

図 15 と図 16 に解析モデル１の計算結果（30 秒後の月面では真空且つ重力が地上の 1/6 となる。このような静止画）を示す。Case 1 として重力 1g、Case2 として重環境下で DED 法による積層造形を可能とするためには力g/6 の2 通りの計算を行った。
どちらも真空中である。

─ 10 ─

図 15 チューブ内での粉体搬送シミュレーション

図 17 粉体搬送の解析モデル２（Design 1）

結果（搬送流れ）：解析モデル１

図 18 粉体搬送の解析モデル２（Design 2）
図 16 チューブ内での粉体搬送シミュレーション
結果（速度分布）：解析モデル１

延長している。
解析モデル２では表 3 に示す 3 つのケースについて

図 15 は粉体の流れの様子、図 16 は粉体の速度分布であ計算を行った。地上と月面上での環境の影響を比較する

る。重力の影響でチューブの入り口付近で若干の差が見ために、Design 1 に対して Case1（重力 1g、大気圧）とられるものの、チューブ内でのスクリューによる搬送状

Case2（重力 g/6、真空）を設定した。また、Design 2 に態に大きな差が確認できない。機械的に搬送することで、対しては Case3 として重力 g/6、真空での計算を行った。

重力とは関係無く構造によって粉体搬送を制御できる

図 19〜図 21 に解析モデル２の計算結果（30 秒後の静止画）を示す。図 19 は粉体の流れの様子、図 20 は粉体ことが分かった。

の速度分布、図 21 は自由空間領域での粉体の流れの様
5.2 解析モデル 2子である。解析モデル１の結果から搬送チューブ内では解析モデル１の結果を受けて、１）粉体流入部を 45゜

重力の影響で大きな差が確認できなかったことから、各傾け、２）チューブの先端を細くし（テーパー部を設け）、ケースの差は大気の影響およびテーパー部の構造的影

３）内部のスクリュー長さを変えた解析モデル２を設計

響によるものと考えられる。大気中（Case 1）に対してした。また、チューブの前方に自由空間領域を設けて、真空中（Case 2, Case 3）ではチューブからの吐出後に粉粉体がチューブ外で飛散していく様子を計算できるよ

体が広がる様子が確認できる。また、Design2 に比べてうに領域を設定した。図 17 と図 18 に解析モデル２

Design 1 ではチューブの先端付近で粉体が詰まり気味（Design1）と解析モデル２（Design2）を示す。Designになり、吐出速度が低下している様に見える。解析では

1 ではスクリューをチューブの直線部分だけに設置し、チューブ先端での質量流量を評価したが、各 Case で大Design 2 ではスクリューをチューブのテーパー部まで
表 3 粉体搬送シミュレーションで用いたパラメーター

─ 11 ─

図 19 チューブ内での粉体搬送シミュレーション
結果（搬送流れ）：解析モデル２

図 21 自由空間領域での粉体搬送シミュレーション
結果の比較：解析モデル２
上段（粉体流れ）、下段（速度分布）
図 20 チューブ内での粉体搬送シミュレーション

り、電気炉供試体とレーザー接合部の界面での破断は見結果（速度分布）：解析モデル２られなかった。
きな差は見られなかった。

月環境での製造システムの要素試験として、レーザー

今回のモデル計算では、チューブ吐出後に重力方向に粉体が落下していく様子が確認できた。レーザーの集光点に向けて粉体が収束気味に吐出されるように、スクリューの回転を上げる、またはスクリューの形状を最適化していく事が求められる。

溶接用ロボットアームによる造形技術の検証を行った。
ロボットアームの先端にDED 積層造形用ヘッドを装着
し、積層造形および造形物の強度試験を行った。ロボッ
トアームの可動範囲内で自由な積層造形が可能であり、
市販3Dプリンター装置と同等の供試体の作製が確認で
きた。

6．まとめ

供試体の強度試験において、試験の前処理として供試

月の模擬砂を材料としてレーザー加熱による積層造形の実験を行い、造形物の建材としての評価を進めている。これまで圧縮強度試験を行ってきたが、今回は曲げ強度試験と造形物の接合試験を試みた。

体の表面研磨を施していたが、研磨によるひび割れが曲げ強度結果に影響を及ぼした可能性（強度の低下）が見いだされた。供試体そのものの強度を的確に把握するために、試験体の成形法や前処理に関してさらなる最適化

曲げ試験用の供試体を作製し強度試験を行ったとこが必要であると思われる。また、新たな知見として、積ろ、約 0.9 N/mm2 の曲げ強度が得られた。想定していた層直角方向の曲げ強度は積層平行方向の曲げ強度より

月面での運搬路の舗装用建材としての要求性能 0.60

も大きくなることが分かった。

N/mm 以上は満足したが、離発着場舗装の要求性能 2.1
2N/mm 以上は満足しなかった。
2

粉体搬送シミューションによる真空中粉体搬送について検討を行い、低重力・真空の環境下でも機械的な手また、供試体同士の接合試験を試みた。電気炉で作製

法で粉体の搬送が可能であることが確認できた。今後は、した造形物に開先加工を施して、V 溝を埋めるように積レーザーの集光点に向けて粉体が収束気味に吐出され層し強度試験を行った。曲げ強度として平均 1.5 N/mm

るように、スクリューの回転を上げる、またはスクリュ

2の値が得られた。破断はレーザー接合部内で発生しておーの形状を最適化していく事が求められる。

─ 12 ─

参考文献
1) 田島 孝敏 他, 「マイクロ波を用いた月面模擬砂の焼謝辞

成実験 」第 65 回宇宙科学技術連合講演会、オンラ

本研究は、国交省・宇宙無人建設革新技術開発推進事

イン、3H14 (2021).

業の下で大林組、名古屋工業大学との共同研究で行われた。実験の遂行に際してご協力頂いた滋賀県工業技術総2) 青木 滋、金森洋史、「無人月面探査に向けた地盤の合センターおよび神奈川県産業技術総合研究所の関係

力学的試験方法の検討」、清水建設研究報告、第 89各位に感謝の意を表します。

号、pp.95-104 (2012).
3) 薩田寿隆、「神奈川県産業技術センターの技術支援(7) レーザー粉体肉盛溶接による表面硬化層形成技
術」、金属 Vol.85 (2015) No.11.

─ 13 ─

高速・高光耐性可変形鏡の開発
レーザープロセス研究チーム 1、レーザー技術開発室 2
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

らぎの変化速度は、伝送距離や大気の風速や温度、伝送

１．はじめに当研究所は 2018 年度から、国立研究開発法人理化学研

レーザーの出力（光強度）などの要因に左右される。本研究所の委託を受け、三菱重工業（株）とともに防衛装備

究では、伝送距離数キロメートル、最大風速 10 m/s を想

庁：安全保障技術研究推進制度（研究課題「高速移動物体

定しており、可変形鏡の開発目標を口径 100 mm、補正速への遠距離・高強度光伝送のための予測的波面制御の研度（波面センサーのサンプルレート）最大 10 kS/s（=10究」）に参画している。本研究の目的は、大気中を高速移kHz）、光耐性（損傷閾値）>1 kW/cm2 に設定した。2021

動する移動体への長距離レーザー伝送技術の開発とその年度までに、駆動素子にピエゾアクチュエータ（以下 PA

原理実証にある。この技術を確立するための要素技術に、と呼ぶ。）を用い、高反射（HR）コートを施した鏡面をレーザー伝搬経路の波面擾乱（じょうらん）予測手法の接着した状態での高速動作・光耐性試験を行い、光強度 1

確立、高速波面センサーの開発、高速・高光耐性可変形鏡

kW/cm2 の CW レーザー照射下でも駆動素子の 10 kHz 高の開発、レーザー伝送に用いる高出力 CW レーザーの開速動作が可能であることを確認した 1)。また影響関数 2)を発があり、その中で当研究所は、主に高速、高光耐性可変取り入れた PA の動作制御法を導入し、試作した口径 50形鏡（defornable mirror）の開発を行ってきた。図 1 に可mm の小型可変形鏡の動作試験により、この制御法が鏡変形鏡の基本構造を示す。薄く柔軟性のある鏡面基板のの波面形成に有効であることを確かめた 3)。さらに、得ら

背面に、縦方向に伸縮する駆動素子を複数配置し、電圧れた知見をもとに、長距離伝送時に最も変化が大きいとなどの制御信号により鏡面の表面形状を変形させる構造

されるレーザーの進行方向の変動（ゼルニケ多項式 4)のチである。レーザー光が伝送中に受ける波面の乱れを波面

ップチルト成分）を補正する鏡（以下 Tip-Tilt 補正鏡と呼センサーにより計測し、この情報に基づき、伝送中の波

ぶ。）、次いで変化が大きいビーム径の拡がり（デフォー

面の乱れを補正するよう可変形鏡の表面を変形させる。

カス成分）を補正する鏡（以下 Defocus 補正鏡と呼ぶ。）、伝送レーザーの波面を可変形鏡により予め歪ませておく

その他の波面の乱れ（ゼルニケ多項式の 15 項までの成分）ことで、伝送地点でのレーザー波面が補償され、高いエを補正する鏡（以下高次項補正鏡と呼ぶ。）の 3 種の口ネルギー効率の光伝送が可能となる。

径 100 mm の大型可変形鏡を製作し、Tip-Tilt 補正鏡、
Defocus 補正鏡については動作試験による性能評価を行鏡面基板った 5)。本稿では、製作した高次項補正鏡を用いて波面形

接着剤

成試験および高速動作試験を行い、動作性能を評価した

駆動素子

結果を報告する。

ベースプレート

２．高速・高光耐性可変形鏡の開発

制御信号

図 1 可変形鏡の基本構造（断面図）

2.1. 口径 100 mm 高次項補正鏡製作した高次項補正鏡の PA 配置図を図 2(a)に、鏡面お本研究に用いる可変形鏡には、大気揺らぎの変動をリ

よび外観の写真を図 2(b)、(c)にそれぞれ示す（ILT 2022

アルタイムで補正可能な動作速度が必要となる。大気揺

年報 5）より再掲）。複雑な高次項成分の補正を行うため

─ 14 ─

合計 61 本の PA を用い、隣接する PA との間隔が全て等円内の座標から多項式を用いて計算される関数値（規格

しい正三角形格子状の配置を選択した。鏡面基板には、化された）z 軸方向の変位（以下 Z 変位と呼ぶ。）を示し

近接した PA の動作に対応できるよう、機械剛性が低いている。多項式はそれぞれ、傾きを表すチップ・チルト

合成石英基板（105 mm 径、厚さ 1 mm、片面 HR コート、

（𝑍𝑍�� , 𝑍𝑍��� ）、ピントを表すデフォーカス （𝑍𝑍�� ）ほか、

反射率 99.8 % @1064 nm）を用いた。鏡面を透過したレー
ザー光（入射光の約 0.2 %）が可変形鏡内部に侵入し PA

一般に非点収差（アスティグマティズム、𝑍𝑍��� , 𝑍𝑍�� ）、コの配線部へ照射、吸収され発熱や燃焼が発生するのを防マ収差（𝑍𝑍��� , 𝑍𝑍�� ）、球面収差（𝑍𝑍�� ）などと呼ばれる基本

的な波面収差の形状を表しており、任意の波面はこれら

ぐため、可変形鏡の鏡面と PA の間に金メッキを施したの線型結合で表すことができる。このことから、可変形

凸面状の保護板を挿入した（図 2(d)）。

鏡でそれぞれの収差を正確に再現できれば、その組み合わせで表される波面乱れの補正も可能と考えられる。

(a)

(b)

(c)

(d)
図 3 ゼルニケ多項式の最初の 15 項（2 次元表示）
図 4 に波面形成試験の配置図を示す。可変形鏡の制御には以下の手法を用いた。ゼルニケ多項式を用いて波面の各 PA 位置（x, y）での Z 変位を計算し、各 PA の影響

図 2 高次項補正鏡の (a) PA 配置（61 点支持）、(b)鏡関数を考慮 3)して Z 変位を PA への印加電圧データに変面、(c)外観、(d)保護板（鏡面基板接着前）換する。電圧データを D/A 変換し、増幅したのち 61 個のPA へ同時に入力し動作させる。試験では、チップ・チル

2.2.波面形成試験

ト（𝑍𝑍�� , 𝑍𝑍��� ）、デフォーカス（𝑍𝑍�� ）を除く 15 項までの（Zernike）多項式 4)である。ゼルニケ多項式は単位円上で高次成分波面（𝑍𝑍��� , 𝑍𝑍�� , 𝑍𝑍��� , 𝑍𝑍��� , 𝑍𝑍�� , 𝑍𝑍�� , 𝑍𝑍��� , 𝑍𝑍��� ,定義された直交関数列で、以下の式で表される。

Z 変位量が±2.5 μm となるよう印加電圧を設定し、鏡面基波面乱れの数学的解析に用いられるのがゼルニケ

𝑍𝑍�� , 𝑍𝑍�� , 𝑍𝑍�� ）を作成した。それぞれの高次成分で波面の板の変形をフィゾー型干渉計で観測した。

ここで n は負でない整数、m は n≧|m|となる整数、ρ は動径(0≦ρ≦1)、φ は偏角、𝑅𝑅�� �𝜌𝜌�は動径多項式を示し、nの増加に伴い関数列も増加していく。図 3 に、波面乱れへの影響が大きい最初の 15 項を示す。色の変化は、単位─ 15 ─

図4 フィゾー型干渉計を用いた動作試験配置図

観測結果を図 5 に示す。図中の+、− は Z 変位をそれぞれ正方向、負方向に設定した場合の観測結果である。それぞれの波面がよく再現されている。作成した波面の精度について検証するため、15 項までのゼルニケ多項式を用いて波面解析を行った。この解析により、観測した表面形状にそれぞれの波面成分がどれほどの大きさで含まれているかがわかる。例として、アスティグマティズム
成分（𝑍𝑍�� ）を作成した際の解析結果を図 6 に示す。横軸はゼルニケ多項式の各項（波面成分）を示しており（図 3を参照）、縦軸はそれぞれの項の Z 変位（μm）を示して

図 5 高次項補正鏡によりゼルニケ高次項（15 項まいる。アスティグマティズム成分（𝑍𝑍�� ）が顕著に表れ、で）波面を作成した際の表面形状（2 次元表示）

Z 変位は正方向、負方向を問わず設定値（±2.5 μm）と同値となっている。一方、他の波面成分の Z 変位はいずれも 0.1 μm 以下で、他の波面成分は殆ど含まれていないことがわかった。このことは、高次項補正鏡によりアスティグマティズム成分の波面のみが正確に再現されていることを示している。他の波面成分についても同様の解析を行った。図 7 に、それぞれの解析結果から、作成した波面成分の Z 変位のみを抽出してプロットしたものを示す。ここで、各項の Z 変位は図 5 に示すそれぞれの観測

図 6 高次項補正鏡により作成したアスティグマティ

データの解析から得られたものである（例えば 𝑍𝑍��� の Z

ズム成分（図 5 中 𝑍𝑍��� ）の波面解析結果（設定値

変位は図 5 中の 𝑍𝑍��� で示した観測値、𝑍𝑍�� の Z 変位は図 5±2.5 μm）

中 𝑍𝑍�� で示した観測値の解析によりそれぞれ得られたものである。）。spherical abberation（ 𝑍𝑍�� ）、2 次のコマ成分（ 𝑍𝑍��� 、 𝑍𝑍�� ）など、内部形状が複雑な波面については設

定値（±2.5 μm)よりも Z 変位はやや小さいが、いずれの波面も設定値に対して 82%以上の値を示すことがわかった。

2.3.高速動作試験
高次項補正鏡の高速動作について検討するため、レーザードップラー振動計（PNV-RD-ADV1、Holobright 社）

図7 高次項補正鏡により作成した各ゼルニケ波面（図を用いた高速動作試験を行った。実験配置を図 8 に示す。

5 を参照）の波面解析により求めた Z 変位（設定

レーザードップラー振動計は 1 点計測であるため、PA と値±2.5 μm)。ただし、チップ・チルト （𝑍𝑍��� 、𝑍𝑍�� ）鏡面の接着部を選定し、高次項補正鏡の高速動作時の Z
変位量の時間変化を計測した。高次項補正鏡は、ゼルニケ多項式の 4〜14 項の波面を �𝑍𝑍��� → �𝑍𝑍��� → � 𝑍𝑍��→ � 𝑍𝑍�� → � 𝑍𝑍��� → �𝑍𝑍��� → ・・・ → � 𝑍𝑍�� →─ 16 ─

デフォーカス成分（ 𝑍𝑍�� ）はそれぞれ Tip-Tilt 補正

鏡、Defocus 補正鏡 5)による補正を行うため、試験から除外した。

�� 𝑍𝑍�� → � 𝑍𝑍�� → � 𝑍𝑍�� → � 𝑍𝑍�� → � 𝑍𝑍�（図5 を参照）の順に高速で動作させた（動作速度 10 kHz）。それぞれの波面は動作後 3 ms 静止させた。図 9(a)に、中央部の PA（図 8 中 P1）、図 9(b)にその隣の PA の位置（図 8中 P2）で計測した Z 変位の時間変化（図中赤実線）を示す。比較のため、図には動作時にそれぞれのアクチュエータに印加した電圧の時間変化を併せて示した（図中黒図 8 高次項補正鏡高速動作試験配置と計測点点線）。計測の配置上、印加電圧と変位量は逆位相となる（P1、P2）を示した図

ことに留意されたい。どちらの点も変位の時間変化は印
加電圧に遅延なく応答しており、変位量も印加電圧の大きさにほぼ対応して変化した。また、高速動作時に懸念されたミラー基板の過渡振動の影響は殆ど見られなかった。これらの結果から、開発した高次項補正鏡は動作範囲±2 μm 以上で、10 kHz の高速動作も可能な性能を有す
ることがわかった。

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
レーザー伝送技術の確立のため、伝送時に起こる波面の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。口径 100 mm の大型可変形鏡（高次項補正鏡）を製作し、動作試験による性能評価を行った。その結果、ゼルニケ多項式の 15 項までの波面を精度良く再現することができ、動作範囲は±2 μm 以上、動作速度 10 kHz の高速制御が可能であることが明らかとなった。可変形鏡によ図 9 高次項補正鏡を高速動作（動作速度 10 kHz)させる波面制御技術は、長距離光通信などの産業分野だけでた際の計測点 (a)P1、(b)P2（図 8 参照）におけるなく、高精度天体観測 6)や地上または宇宙レーザーによる

Z 変位（赤実線）と印加電圧（黒点線）の時間変

デブリ除去 7)といった、発展が期待される新しい応用分野化の比較にも必要とされている技術である。可変形鏡のさらなる高性能化を目指し、今後も開発を続けていく予定である。
参考文献
謝辞

1)

谷口誠治他、ILT2021 年報、pp.14-20 (2021).

本研究は、防衛装備庁安全保障技術研究推進制度

2)

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

JPJ004596（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究」）の支援により(2008).
3)(2021).

実施された。ご協力頂いた国立研究開発法人理化学研究所、三菱重工業（株）の関係者各位に謝意を表します。

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

4)

─ 17 ─

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

5)谷口誠治他、ILT2022 年報、pp.14-19 (2022).

6)

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

7)

T. Ebisuzaki et al., Acta Astronautica, 112, pp.102113 (2015).

─ 18 ─

Quantitative Evaluation of the Strehl Ratio
for the Flattop and Gaussian Beams
Laser Process Research TeamHaik Chosrowjan, Yoshifumi Inada, and Seiji Taniguchi
1．
．Introduction

beam quality (BQ) metrics (M2 and the Strehl ratio (SR)), andOptical systems suffer performance degradation due to light

DM phase wavefront rms (root mean square) deviation (orwavefront (WF) distortion. When an optical wave propagatesvariance) is elucidated. We determine and discuss the SR for

through inhomogeneous media such as a thick, low-quality

several deformable mirrors developed at the Institute for Laser

glass or a turbulent atmosphere, refractive index differences inTechnology (ILT) when used with flattop- and Gaussian

the lateral cross-section of the beam cause optical phaseintensity distribution beams, respectively. These results anddistortions along the propagation path. Various adaptive optics

analyses will lead to further performance quality improvements(AO) techniques are used to compensate for such phasefor our DMs in future developments.

aberrations. AO systems often consist of an active opticalelement, such as a deformable mirror (DM), for correcting the
dynamic WF distortions. While AO has its roots in astronomy1),
it is currently used also in a wide range of medical and industrial

2．
．The 𝑴𝑴𝟐𝟐 parameter and the Strehl ratio

The 𝑀𝑀� parameter is a widely used metric for laser BQ. It

is defined as the ratio of the beam parameter product (BPP) ofan actual beam to that of an ideal Gaussian beam () at theapplications2).
In the AO systems, a WF sensor for measuring thesame wavelength (Eq. 1).

aberrations present in the incoming beam, a DM for the WF
correction, and a feedback iteration control algorithm to link𝑀𝑀� �these two elements in real-time are present. This approach isbased on a “closed loop” negative-feedback technique hence, it

10 s) convergence is required, the “closed loop” approach isdifficult to implement. In contrast, by an “open loop” approach,high operation bandwidth could be achieved if accurate WF
measurement, data transfer, and exact control of the DM
response are fulfilled.
In our previous reports3, 4), a control model for hexagonallyarranged 61 piezo-actuator (PA) DMs, taking into consideration
the crosstalk effect between the individual PAs, wastheoretically described (influence function (IF) approach),verified, and experimentally demonstrated. In this report,
quantitative techniques for DM performance evaluation metrics
will be described and compared. Interrelation between the laser(1)

Here 𝜃𝜃, 𝜔𝜔� , and λ are the beam divergence, waist radius,

is relatively slow due to the convergence time requirements for
multi-channel DMs. In specific AO applications, where fast (~

���
���
�
����
����

and wavelength of the light, respectively. Detailed definition
and measurement procedure of the 𝑀𝑀� for any arbitrarily,

non-Gaussian, fully or partially coherent, single- or multimode,smooth or distorted real beam in free space is given elsewhere5).

Here we note that the 𝑀𝑀� definition does not involve the beam
power or intensity. A higher 𝑀𝑀� only implies that the second

moment of the beam expands faster. 𝑀𝑀� is always � 1.

The Strehl ratio (SR) is a quality measure of optical image

formation. It is originally defined as the ratio of the aberrated
image intensity from a point source compared to the maximum
attainable intensity using an ideal optical system limited only bydiffraction over the system’s aperture. SR is always � 1. The
SR is broadly used for assessing the image quality of─ 19 ─

astronomical objects in the presence of atmospheric turbulenceand evaluating the performance of AO correction systems. The

𝜎𝜎 � as follows:

𝑆𝑆𝑆𝑆�𝜎𝜎� � 𝜎𝜎 � 𝛹𝛹�𝑃𝑃𝑃𝑃𝑃𝑃�𝜉𝜉���

SR can be alternately defined as a ratio of the far-field, on-axis
intensity ��������� � of a real beam propagating from a near-field hard aperture to the far-field, on-axis intensity���������� � of an ideal (in terms of uniform amplitude andphase), equal power beam filling the same hard aperture (Eq. 2).

(4)

Here 𝛹𝛹 is the Fourier transform of the WF aberration PDF,
and 𝜉𝜉 is the normalized random parameter. So, thegeneralized SR is proportional to the square of the Fouriertransform of the PDF of the random phase noise. Eq. 4 is valid

�

𝑆𝑆𝑆𝑆 � �������

(2)���������

for any beam whose WF phase noise can be described by a PDF
with a finite rms value 𝜎𝜎 and an expected value. If, forexample, a hyperbolic secant noise function is assumed, thenAs we will show below, the alternate definition of the SR allows
using it as another metric for a laser BQ characterization,

the 𝑃𝑃𝑃𝑃𝑃𝑃�𝜉𝜉� � �𝜎𝜎��� �𝜉𝜉 𝜋𝜋�, and the 𝑆𝑆𝑆𝑆�𝜎𝜎� ��𝜋𝜋𝜎𝜎�� . If a Gaussian phase noise distribution is present,�especially when the laser beam reflects from a DM.
There is no exact mathematical transformation between thethen the 𝑃𝑃𝑃𝑃𝑃𝑃�𝜉𝜉� � ��𝜋𝜋��� �𝜎𝜎� �  ��𝜉𝜉 � �, and theEq. 4 becomes:𝑀𝑀� and SR BQ metrics. This basic difficulty can be explained

𝑆𝑆𝑆𝑆�𝜎𝜎� � ���𝜋𝜋𝜎𝜎�� �by the fact that only one number in either definition is used tocharacterize a beam with the spatial distribution of amplitudes(5)and phases. Furthermore, an ideal Gaussian beam is infinite inThis is the well-known expression first introduced empiricallythe lateral direction, whereas SR is defined for a finite aperture.

by Maharajan7). In Eq. 5, the 𝜎𝜎 is expressed by λ units. In

To handle the latter, a generalized SR for a beam with anlength units, the 𝜎𝜎 in Eq. 5 should be replaced by �𝜎𝜎λ�, andarbitrary waveform 𝑈𝑈�𝑥𝑥 𝑦𝑦� � 𝐸𝐸�𝑥𝑥 𝑦𝑦���𝜋𝜋���𝑥𝑥 𝑦𝑦��

propagating from near-field plane to a focal plane can bein radian units, it should be replaced by �𝜎𝜎𝜋𝜋�.

defined without including a hard aperture6). By using theassumption for small WF error was made, so it is valid for a

Fraunhofer diffraction equation for calculating the intensities atbroader range of 𝜎𝜎 . For 𝜎𝜎 𝜎  , Eq. 5 yields other well-

the far-field origin (0, 0), Eq. 2 for the SR can be transformed
into the following expression:

𝑆𝑆𝑆𝑆 �

������ ������������������������
������� ����������

Although Eq. 5 is a special case for Gaussian PDF, no

known approximations for Strehl ratio such as 𝑆𝑆𝑆𝑆�𝜎𝜎� �� � �𝜋𝜋𝜎𝜎�� �� (Maréchal approximation) or 𝑆𝑆𝑆𝑆�𝜎𝜎� ��(3) � �𝜋𝜋𝜎𝜎�� .

Eq. 5 was derived for uniform flattop beams, so it is not clear

how well it will hold for Gaussian, super-Gaussian, or otherreal-world beams. It is also not clear how sensitive SR will be to

In Eq. 3, the 𝐸𝐸�𝑥𝑥 𝑦𝑦� and ��𝑥𝑥 𝑦𝑦� are the amplitude andamplitude variations. Finally, although Eq. 5 is strictly valid

phase distributions across the beam wavefront in the near-field,

only for random, uncorrelated Gaussian phase noise, for small

respectively. By only assuming that the WF phase noise can be𝜎𝜎 values (� λ), it describes rather well other aberration

described by some probability distribution function (PDF) withfinite rms and expected values, SR can be expressed by the
WF’s random, uncorrelated phase noise distribution variancecases with different PDFs, including also Seidel and Zernike

aberrations. For the large 𝜎𝜎 values, however, it often
underestimates the SR for low-order aberrations.

─ 20 ─

Eq. 3 and approximated Eq. 5 can be applied not only for

ZYGO interferometer Verifire Dynaphase (AMETEK) with

the quantitative evaluation of the laser BQ but also for thehigh precision, and then calculated the SRs using Eq. 3 and 5.

quantitative evaluation of AO components like DM. Namely,by measuring the WF rms 𝜎𝜎 of a known beam after reflection

4. Strehl ratio (SR) for Gaussian- vs. the flattop beams

from the DM surface, one can quantitatively estimate the DM

In previous sections, we have mostly discussed the SR

surface quality (flatness) and its influence on the incident lightwhen using the flattop beams. However, our DMs are notbeam in terms of the latter’s SR.

intended for imaging applications but for high-power CW

Recalling the 𝑀𝑀� parameter and Eq. 1, we note that in

Gaussian beam transmission to long distances through turbulent

contrast to SR described above, there is no mathematical

media. Hence, we need to characterize the DM influence on

relation between 𝑀𝑀� and the 𝜎𝜎 . This means that by

Gaussian beams. However, measuring the SR with a Gaussian

measuring the 𝜎𝜎 of the laser beam WF distortion (or the DM

input beam is problematic. In contrast to a flattop beam with asurface roughness), one cannot make any rational quantitative

definite size, the Gaussian beam has infinite lateral dimensions.

prediction about the 𝑀𝑀� BQ metric, and vice versa. Hence,Its size is conditionally defined as the distance between two

quality.

the beam drops by 1/e2 times. Depending on the ratio of the DM𝑀𝑀� cannot be used for the quantitative evaluation of the DMs

points on a central cross-section axis where the peak intensity ofsize versus the Gaussian beam size, the Gaussian beam will3．
．Determination of the Strehl ratio (SR)strongly or weakly truncate. How do we define, for instance,

There are at least eight techniques for the SR measurement
listed in the References . To determine how much the various
8)

methods impact the measured SR values, a group of researchers
from The Boeing Company, LLNL, Univ. of California,
Berkeley, etc. created a series of simulated point spreadfunctions (PSF; it describes what a single point in the object

what the aberration-free maximum intensity should be? In
imaging applications, the Gaussian beam size, as defined above,is matched by the DM size (Fig. 1). In this case, only a weaktruncation occurs. For high-power CW applications, however,even a weak truncation is impossible because the power fraction
not entering the DM aperture will be just lost. Moreover, it will

looks like in the image) and then sent around to the various
researchers, who then measured the SRs. The measurements
were done blindly, with no knowledge of the true SR. The
comparative analysis of the data obtained from those methods
showed that SRs reported in the literature err by as much as 10%,often biassing the SR downwards. They tested also the validityof the Maharajan approximation by measuring the rms phaseerror (𝜎𝜎) of each wavefront, converting it to the SR (Eq. 5), andcomparing it to the true SR. As mentioned by the Authors: “…
the agreement (error < 1%) was very good and much better

Fig. 1. Schematic diagram of a DM with an aperture D andthan what was anticipated”8). Their results confirm the validityof the SR calculation based on the prior determination of the 𝜎𝜎.

Hence, for the SR determination of our DMs, we have carriedout direct measurements of the rms phase error 𝜎𝜎 using the─ 21 ─

intensity profiles of a flattop beam with a diameter D,
and Gaussian beams with diameters D and D/3,
respectively. The 𝜔𝜔� is the spot radius (waist size) of

the corresponding Gaussian beam.

heat and eventually destroy the DM. In our case, we set theBriefly, an FPGA (field-programmable gate array) system

Gaussian beam size, as defined above, to be 3 times smaller thanand corresponding software controlled by the PC were

the DM size (Fig. 1). In this case, the beam truncation is

introduced in front of the DM PA amplifiers. A desired opticalnegligible, and Eq. 3 will be suited for SR calculations, while

wavefront was created by a PTC Mathcad software and the Z =Eq. 5 will yield approximated values.

Zi(xi, yi) (i = 1...N) displacement vector was calculated3). Using
the influence matrix M and Z, the V vector was calculated and

5. Experimental setup and results

applied to the corresponding PAs4). The DM surface roughness

We have constructed an experimental setup (Fig. 2) tomeasure the performance characteristics of several DMs withwas measured and characterized by a ZYGO interferometer(Fig. 2b).

different numbers of piezo-actuators (PA), diameters, andthicknesses, summarized in Table 1:

In Fig. 3, DM surface roughness measurement results arepresented for all DMs listed in Table 1. In Table 2, calculated
SR ratios (flattop beam) are presented. It is seen that theTable 1. Main specifications of the DMs studied in this work.

homemade DMs are the same- or better quality as thecommercial DM (DM5) studied for comparison.

Fig. 3. Measurement results of surface roughness for all DMs
listed in Table 1. In the bottom left, top left, and rightFig. 2. FPGA-based DM control system: (a) the FPGA&PC

corners of each image, the DM number, peak_to_valley

system and PA amplifier units; (b) a DM positioned in(PV), and rms values are listed, respectively. The color

front of the ZYGO interferometer.

code for ±1 m displacement interval is also shown.
─ 22 ─

Table 2. Calculated SRs (flattop beam) for 1.064 m

and 0.85 for Ast45, Ast90, and SphAb3 aberrations,wavelength using the rms values obtained from therespectively. As we have already mentioned above, theDM surface roughness measurements (Fig. 3).

truncation effect for this case is negligible.

Due to space limitations, we will refrain from discussing thedetails of SR discrepancies listed in Table 2. It is only noted thatthese originate from various factors such as the mirror substratematerial, aspect ratio, number of PAs, etc.
Hereafter we will present analysis only for the DM4
because it has shown the largest SR. How does the DM4 affect
the Gaussian beam propagation? Using Eq. 3, the SRs for
Gaussian beams with 𝜔𝜔� � 𝐷𝐷 and 𝜔𝜔� � 𝐷𝐷 widths(Fig. 1) were calculated to be 0.969 and 0.984, respectively. If
we consider the far-field, on-axis intensity reduction due to theFig. 4. First column: known (calculated) phase aberrations (topGaussian beam truncation9) (~ 0.8, and ~ 0.99, respectively), one

to bottom: Ast45, Ast90, and SphAb3); Second column:

will get reduced SRs (~ 0.775 and ~ 0.974, respectively). This

corresponding measurements; Third column: phase

was one of the reasons why a Gaussian beam with 𝜔𝜔� �

residuals. The color codes for the calculated (Mathcad;

Next, to investigate how well the DM4 will correct

and third columns) phase distortions differ. The color

𝐷𝐷 width was used in the field experiments.

first column) and measured (ZYGO-AMETEK: second

atmospheric aberrations, we performed the following

code for the phase residuals is the same as in Fig. 3.

experiments: a known phase aberration was generated on the
DM4 and measured by the ZYGO interferometer. Then, fromInterestingly, the SRs estimated by Eq. 3 are fractionally larger

the measured phase profile, the known phase aberration wasthan those estimated by Eq. 5. This is because the phasesubtracted. The remaining phase residuals were analyzed in

gradients in the central part of the DM, where most power of theterms of the SR. Three examples are shown in Fig. 4. The rms

Gaussian beam is concentrated, are moderate and welldeviations were measured to be 0.038 m, 0.045 m, and 0.072

compensated, while the edges of the DM, where the correction

m for Ast45, Ast90, and SphAb3 Zernike aberrations,error is larger, do not contribute much to the beam’s SR in therespectively, and corresponding SRs were calculated to be

discussed aberrations. For other Zernike aberrations such as

0.951, 0.932, and 0.835. For low-order aberrations Ast45 andComX and ComY, the opposite effect could take place, because,

Ast90, the SRs are quite good, while for high-order SphAb3, itin those aberrations, the phase gradients in central parts of theis a bit lower. Here we note that in many applications SR value

DM are larger. Another reason for the difference between theabove 0.8 is considered to be “diffraction limited”10).

results calculated by Eq. 3 and Eq. 5 could be the possible

Using Eq. 3, the corresponding SRs for a Gaussian beamwith a width 𝜔𝜔� � 𝐷𝐷 were calculated to be 0.97, 0.95,

presence of correlated phase noise, the absence of which was acondition for deriving Eq. 3.

─ 23 ─

6．
．Summary and Conclusions

These results and analyses will lead to further performance

In this report, we have elucidated the interrelation between
the beam quality metrics 𝑀𝑀� , Strehl ratio SR, and thequality improvements for our DMs in future developments.

deformable mirror’s wavefront rms deviation 𝜎𝜎 . We have

Acknowledgment

the 𝑀𝑀� is not.

Technology Initiative for Security, ATLA, Japan.

characterizing the performance of DMs with different numbers

Referencesof PAs and aspect ratios. The rms phase error 𝜎𝜎 for several

1)

P. W. Milonni: Am. Journal of Physics, 67 (6), 476, 1999.

deformable mirrors developed at the Institute for Laser

2)

A. Greenaway, and J. Burnett: IoP Publishing Ltd., Bristol, 2004.

Technology, have been directly measured, and their SRs were

3)

H. Chosrowjan, S. Taniguchi, Y. Inada, and M. Fujita: ILT2020

shown that the SR of the system is correlated with the 𝜎𝜎 while

This work was supported by the Innovative Science andWe have constructed an experimental setup for

determined when used with flattop- and Gaussian intensity
distribution beams, respectively.

Annual Progress Report, 30, 16, 2020.
4)

Analysis of a deformable mirror with a 10 cm diameter, 2

H. Chosrowjan, Y. Inada, and S. Taniguchi: ILT2021 Annual
Progress Report, 31, 21, 2021.

mm thickness, and 61 piezo-actuators (DM4) was presented to5)

A. E. Siegmann: Proc. SPIE, 1868, 2, 1993.

show the DM influence on Gaussian beam propagation. The

6)

T. S. Ross: Appl. Opt. 48, 1812, 2009.

peculiarities of the SR determination for a Gaussian beam have

7)

V. N. Maharajan: J. Opt. Soc. Am. 72, 1258, 1982.

been discussed. It was revealed that a Gaussian beam with 1/3

8)

L. C. Roberts Jr., M. D. Perrin, F. Marchis, et al.: Proc. SPIE, 5490,

diameter of the DM shows a fractionally larger SR comparedwith a flattop beam. A comparison of our DMs with a504, 2004.
9)commercial one indicated that the homemade DMs are of equal
or better quality.

A. E. Siegmann: Lasers, Sec. 18.4, University Science Books,
Mill Valley, CA, 1989.

10) H. Ottevaere, H. Thienpont: Encyclopedia of Modern Optics,
2005.

─ 24 ─

フラッシュラマンライダーを利用し た油の遠隔計測技術の開発
レーザー計測研究チーム
染川智弘
１．はじめにフラッシュラマンライダーによる海中モニタリング手

日本の領海・排他的経済水域は国土面積の 12 倍程度

法への適用検討を開始した。

も大きく、海底鉱物・エネルギー資源の採掘、CO2 の大本報告では、油が入った石英セルを観測点から 6 m 離規模削減を目指す CCS（Carbon dioxide Capture and

れた位置に設置し、フラッシュラマンライダーによる大Storage）、海底パイプラインなど、有効な海底利用が期

気中での模擬実験結果について報告する。フラッシュラ

待されている。海底開発では資源探査手法の開発だけでマンライダーで得られる撮像画面内の時刻ずれのないなく、海底インフラのメンテナンスや事故の早期発見、広範囲なイメージ測定は，海中の漏洩モニタリングに有開発に伴う海洋生態系・環境への影響評価が重要とされ効ではないかと考えらえる。

ている。
現状の採取・採水測定による海中環境の評価は、頻度や評価可能なエリアに限度があるため、広範囲な領

２．フラッシュラマンライダーによる油の遠隔測定技

域を短時間でモニタリングが可能な水中ライダーを開術の開発
図 1 にフラッシュラマンライダーの光学配置図を示発している 1-3)。
ライダーで水中物質・ガスの 3D イメージを取得する

す。レーザーは水の透過率が高い波長 532 nm のパルス方式には、スキャン方式とフラッシュ方式がある。スキレーザーであり、パルスエネルギーは 100 mJ、繰り返し

ャン方式は、コリメート光の送出方向をガルバノミラー

周波数は 20 Hz である。このレーザーを焦点距離 200などによって高速に走査し、そのライダー信号を連続でmm の凹レンズで 6 m 先の大気中に設置した水を入れ取得することによって 3D イメージを得るものである。

た 500 ml のペットボトルとキャノーラ油を入れた 40

一方、フラッシュ方式ではカメラ撮像のように、カメラ

mm×20 mm（厚み：10 mm）の蛍光セルに拡散照射しの視野内にレーザーを拡散照射することによって得らた。
6 m 先でのビーム径は約 200 mm である。
散乱光は、れる2Dイメージの取得時間を時間的に掃引することで波長 532 nm のエッジ・ノッチフィルターでレイリー光

3D イメージを撮像する。フラッシュ方式は、レーザーを除去したのち、油，水のラマン波長であるそれぞれの走査が不要であることから、撮像画面内の時刻ずれの

628，649 nm の干渉フィルターで測定波長を制限し，ゲないイメージが得られるというメリットはあるが、レーート機能付きの ICCD カメラで撮影した。測定の積算回

ザー光を拡散ビームにするために、単位面積あたりのビーム強度が落ち、微弱なラマン散乱現象などへの応用はICCD camera

少なく、測距などにしか利用されていない。
これまでに、

4

M
7
6
5

Nd:YAG laser（532nm, 150 mJ, 20Hz）を利用した共鳴ラマン効果を利用したフラッシュライ

M

ダー技術を開発し、SO2 ガス漏えいの 3D イメージの撮定すると、大気中の微量有害物質検知に比べて濃度が濃32SO2 ガスの吸収ラインがある波長 217 nm 帯のレーザー像に成功している 4)。海中での CO2 ガスの漏洩などを想1

1: Filter wheel( Oil: 628nm(FWHM: 2 nm), H2O: 649nm (FWHM: 2 nm) )2: 532 nm edge filter
3: 532 nm notch filter
4: Camera lens
5: Half wave plate 6: Polarizing beamsplitter cube 7: Plano concave lens

いことが想定されるため、通常の自発ラマンを利用した

─ 25 ─

図 1 フラッシュラマンライダーの光学配置図

図 2 フラッシュラマンライダーによる 6 m 先に設置した水を入れたペットボトルと蛍光セル中の油の(a)水、(b)油のラマン波長での撮影画像

数は 100 回であり、ICCD カメラのゲート幅は 6 ns としした。水、油のラマン波長での撮影画像から大気中で 6て、ペットボトルなどの撮影画像強度が最大となるよう

m 先に設置した油の識別に成功した。
今後は水中にあるに ICCD カメラの遅延時間を調整した。

油の識別を実施したい。

図 2 にフラッシュラマンライダーによる 6 m 先に設置した水を入れたペットボトルと蛍光セル中の油の(a)謝辞

水、(b)油のラマン波長で撮影した測定結果を示す。油のラマン信号は水のラマン信号の裾にあるために、水のペ

本研究は JSPS 科研費 JP22H03756 の支援を受けたものである。関係各位に深く感謝の意を表します。

ットボトルは両画像で確認できるが、点線で囲った油のセルは油のラマン波長でのみ観測されている。以上のよ参考文献

うに、フラッシュラマンライダーでは測定したい物質の1）112401, 2011.

ラマン波長の干渉フィルターを用いて画像を取得することによって物質を識別し、その位置や形状を画像とし

2）

T. Somekawa, J. Izawa, M. Fujita, J. Kawanaka, and H. Kuze,
Opt. Commun. 480, 126508 (2021).

て取得することが可能になる。また、ICCD カメラの遅延時間をコントロールすることによって位置情報の取T. Somekawa, A. Tani, and M. Fujita: Appl. Phys. Express, 4,

3）

T. Somekawa, J. Izawa, M. Fujita, J. Kawanaka, and H. Kuze,
Appl. Opt., 60, 7772, 2021.

得も可能である。
4）

T. Somekawa, Y. Ichikawa, M. Ogita, S. Sugimoto, H.
Chosrowjan, S. Taniguchi, I. Asahi, Opt. Commun., 513,

３．まとめ
水中ライダーによる環境モニタリングを効率的に実施するために、フラッシュラマンライダーの開発を開始

─ 26 ─

128083, 2022.

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

laser emits pulses at a 15 Hz repetition rate and several- to a tenth

There are many pulse compression techniques to increaseof mJ energy in a spectral range between 680 nm – 1000 nm.

the peak power of the laser pulses. In the ultrafast regime,

Although the second, third- and fourth harmonics can be easily

techniques using prism- or grating pairs are applied to compress

generated to cover a broad spectral region down to ~ 210 nm,

an optical pulse1). However, these methods cannot be applied tothe shortest pulse duration obtained in such a system is about 15

nanoseconds (ns) duration pulses. Outside the optical resonator,

ns. An additional inconvenience arises from the pulse duration

pulse compression from several ns to sub-ns can be done bydependence on the emitting wavelength, e.g., ~ 15 ns at 800 nm

utilizing only nonlinear light-matter interactions such asvs. ~ 30 ns at 880 nm. To increase the peak power andstimulated Brillouin scattering (SBS)2).

brightness of the pulses, minimize the pulse duration spread

SBS pulse compression in liquids has been investigated for

versus the wavelength, and achieve a good S/N ratio in, formany years3). Different SBS liquids and compression

instance, long-range RRS measurements, two strategies can begeometries, such as single-, double-cell, counter-propagating

applied: increasing the pump power or compressing the ns

pulses, etc., have been utilized so far4). Analysis of the available

pulses to sub-ns duration. Due to the limitations of power

literature indicates that more than 50 times pulse compression

upscaling, pulse compression seems to be the most viablefactors and energy efficiencies as high as 95 % can be achieved.

option.

Most investigations, however, were performed at discrete

In our previous report8), the pulse compressor system withwavelengths (1064 nm, 532 nm, etc.) using quite long (1 – 3 m)

the new variable-length, compact (folded) SBS amplifier cell

SBS amplifier cells5). The primary goal in previous

for ns pulse compression applications was described. An SBS

investigations was compressing Joule class, 5 – 20 ns duration

pulse compressor was designed and built. Pulse compression

optical pulses as short as possible (~ 100 ps) for application inexperiments of ~ 18 ns duration, ~ 30 mJ energy Ti:Sapphire

the inertial confinement fusion reactions as an ignitor-shock

laser pulses at 780 nm, 800 nm, and 820 nm were performed.

spike 6).

Although the pulses could be compressed from 18 to 8.7 ns, theIn our investigations, we have set a goal to study pulse

SBS energy conversion efficiency decreased to ~ 30%. The

compression characteristics of low energy (tenths of mJ),

main problems hindering the pulse compression ratio andtunable, varying duration ns pulses. Such pulse systems could

energy conversion efficiency have been identified.

have applications, for instance, in material processing or remote

In the present report, we describe efforts to solve theresonance Raman spectroscopy (RRS). In the latter case, strict

identified problems. Firstly, to reduce the linewidth of theconditions are applied to the excitation light sources. Broadly

optical pulses, we have used a Fabry-Perrot etalon inside thetunable lasers generating high energy, high peak power, andlaser resonator. Second, the effective SBS interaction length has

short but narrowband laser pulses are required. One such laser

been optimized, and third, the performance of another SBS

system satisfying most of the requirements is the tunableliquid (FC-40 fluorocarbon) with a shorter phonon lifetime has

Ti:Sapphire laser operating in gain-switching mode7).

been tested.

The─ 27 ─

2．
．Stimulated Brillouin Scattering (SBS) phenomenon

velocity, and n is the refractive index of the medium. For

SBS is an inelastic interaction between light and sound. It
can be described by the 3rd order term of the polarization

instance, to compress 20 ns pulses effectively, one would needa conventional SBS cell as long as ~ 2.4 m.

induced in the medium by the applied optical field. It is
associated with the nonlinear (3) coefficient of the electricsusceptibility of the material. SBS is a fully understood andmathematically described physical phenomenon9), so in thisarticle, 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.
There are many applications of the SBS phenomenon, forFig. 1. Illustration of the SBS pulse compression process: (a),(b), (c), and (d) points on the time scale arerepresentative moments for the pump pulse (red)entering the SBS cell, generating a counterpropagating
Stokes wave (green), amplifying it by depleting thepump pulse, and exiting the SBS cell, respectively.

instance, phase conjugation, optical limiting, coherent beamcombination, pulse compression, etc. In the following, we will
briefly describe the SBS pulse compression process.
SBS pulse compression is a Brillouin self-amplifying
process converting a pump pulse to a Stokes-shifted pulse withconsiderably reduced pulse duration. Fig. 1 illustrates theprinciple of the SBS pulse compression process. A pump pulse
is focused into the SBS cell producing a backward scattering
Stokes pulse at the focus. The rising edge of the Stokes pulse
sweeps through and depletes the counter-propagating pumppulse, converting the energy from the pump pulse into a
temporally compressed Stokes pulse during the interaction.
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 defined
as:

𝐿𝐿� �

���
��

(1)

Here  is the pump pulse duration (FWHM), c is the light

The SBS medium properties also have an impact on thepulse compression ratio. For example, the medium with alonger acoustic phonon lifetime results in a longer time forestablishing the phonon field that ultimately leads to the longer
rising edge of the SBS pulse hence, to realize a higher pulse
compression ratio, an SBS medium with a shorter acoustic
phonon lifetime should be chosen. Fluorocarbons (FC-72, FC70, FC-40, etc.) are widely used SBS media due to their broad
Brillouin linewidth, acceptable gain coefficients, thermal andchemical stability, transparency in the 400 – 1100 nm spectral
region, fast phonon lifetimes, etc. In the present experiments,
FC-72 and FC-40 liquids with ~ 1.2 ns and 0.2 ns phonon
lifetimes, ~ 6 cm/GW and ~ 3.8 cm/GW SBS gain coefficients,and ~ 270 MHz and ~ 1292 MHz Brillouin bandwidths wereused, respectively.
3. Experimental setup and results
The modified scheme of the SBS pulse compressor with thevariable-length (folded), compact SBS amplifier, where theamplifier and the generator cells are merged into one cell, ispresented in Fig. 2.

─ 28 ─

liquid was compared with the case when a conventional mirror(R = 99.5 %) was set in place of the SBS cell unit. In the case of
the mirror, the total efficiency (ratio of the output to input pulse
energies) for the whole optical system comprising of a beam
expander, polarizer, and a /4 plate, was measured to be ~ 80 %,Fig. 2. Modified Schematic diagram of the pulse compression
system using the variable-length SBS cell for SBS

i. e., the linear optical losses of the whole system were estimatedto be ~ 20 %.
Firstly, to reduce the linewidth of the optical pulses, we haveinteraction length optimization.

inserted a Fabry-Perrot etalon inside the laser resonator. In thisLinearly polarized pump pulse (blue) passes the polarizer,

way, the pulse bandwidth at 820 nm was reduced from 50 pm

/4 plate, SBS cell with 50 cm length, and is tightly focused into

to about 5 pm (from 22.3 GHz to 2.23 GHz). Second, thethe SBS cell using the lens L (f = 50 cm). The generated SBS

effective SBS interaction length has been optimized. Although

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

Eq. 1 predicts the optimum interaction length to be ~ 2 m, we

and is extracted from the polarizer. By changing the angles of

set it at about 1.5 m (3 passes) to reduce the linear optical losses

two mirrors (M) relative to the amplifier cell windows, one canof the system. And finally, to improve the SBS performance

control the round-trip numbers of the laser pulse in the cell toefficiency, the FC-40 fluorocarbon with a shorter phonon

optimize the interaction length (temporal overlap) between the

lifetime was used.
In Fig. 4, the pulse FWHM dependence on the wavelength

pump and generated pulses in the amplifier.
In Fig. 3, a snapshot of the experimental setup is presented.

for two SBS liquids and LS ~ 1.5 m effective interaction length

A Ti:Sapphire laser operating in the gain-switching mode within comparison with the same dependence, but without athe following parameters: 15 Hz repetition rate, 10 ~ 30compressor, is presented.

mJ/pulse energy, 15 ~ 30 ns FWHM pulse duration, 680 – 1000
nm spectral tuning range, ~ 50 pm (~ 0.72 cm-1) linewidth, M2~ 1.6, was used. FC-72 and FC-40 fluorocarbon liquids wereused as SBS liquids.

Fig. 4. Pulse FWHM dependence on the wavelength for FC-40
and FC-72 SBS liquids (LS ~ 1.5 m) in comparison withthe pulse FWHM before the compressor.
Fig. 3. Experimental setup of the SBS pulse compression
system.

As expected, due to the shorter phonon lifetime (0.2 ns vs. 1.2

The SBS backward reflectivity (efficiency) from the FCns), the compressed pulse FWHM in FC40 vs. FC72 was more─ 29 ─

efficient. The SBS energy conversion efficiency at around 770

Obviously, the pulses generated by the gain-switching- 800 nm range (Fig. 5), on the other hand, was still low, ~ 0.55

technique have much broader (~ 100 times) spectra. To increase(~ 0.7, if linear optical losses of the system are taken into

the efficiency of the SBS process, which is an inherently

consideration) for both FC-72 and FC-40 SBS liquids.

coherent process by its nature, pulses with longer coherence

Compared with the case without inserting the etalon and thelength (narrowband) must be used. Increasing the coherence

same effective length of the SBS cell (LS ~ 1.5 m or 3 passes),length physically means increasing the coherent portion of thethe pulse width decreased from 11. 2 ns to 7.0 ns, and the energy

interaction length between the pump- and the Stokes waves andefficiency improved from ~ 42 % to ~ 55 %. Our analysis showsenhancing the energy transfer rate/efficiency from the pump- tothat the main reason for the low energy conversion efficiency is

the Stokes pulse.

still the short coherence length of the pump pulses (Lc ~ 13.5 cm,

Finally, if one compares the pulse bandwidth (~ 2.23 GHz)

bandwidth ~ 2.23 GHz). Compared with the SBS interaction

with the Brillouin bandwidths of FC-72 (~ 0.27 GHz) and FC-

length, the laser beam coherence length is still about 10 times

40 (~ 1.292 GHz), it becomes clear that the pulse spectrum issmaller. We note that for transform- limited pulses with abroader than the gain spectrum in both media hence, aGaussian profile, 18 ns pulses would have about 25MHz

conversion efficiency loss is unavoidable.

bandwidth or more than 3 m coherence length.

In our forthcoming experiments, we will build an SHG unit
and investigate the SHG conversion efficiency and stability of
the compressed pulses in a broader spectral region. Our goal
will be to obtain shorter SHG pulses and higher peak power forcompressed pulses compared with the pulses before thecompression.
4．
．Summary and Conclusions
In this report, we have described the optical pulse
compression principle based on the stimulated Brillouinscattering (SBS) phenomenon. A variable-length, folded SBS
amplifier cell was employed to compress ns pulses. Pulse
compression experiments using ns laser pulses in 720 – 850 nm
spectral region were performed using two SBS liquids. Pulse
compression characteristics in terms of pulse compression
factor and energy conversion efficiency were presented anddiscussed. The main problems hindering the improvements ofFig. 5 (a) Pulse energy before and after the compression, andthe energy conversion efficiency for FC-72; (b) Pulse
peak power before and after the compression, and theirratio for FC-72. Similar results were obtained also for
FC-40.

the pulse compression ratio and energy conversion efficiency
have been identified, and efforts are being made to solve them.
Acknowledgment
This work is supported by the JSPS KAKENHI Grant Number
21K04934.

─ 30 ─

References
1)

M. Seidel, J. Brons, G. Arisholm et al., Scientific Reports, 7

6)(1410), 1 – 8, 2017.

W. Theobald, R. Betti, et al., Physics of Plasmas, 15, 056306,
2008.

2)

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

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

3)

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

8)

H. Chosrowjan, S. Taniguchi, and T. Somekawa: ILT2022 Annual

4)

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

5)

Progress Report, 33, 27 – 30, 2022.
9)

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

C. Feng, X. Xu, and J. C. Diels, Opt. Express, 25/11, 12421 –https://drmc.library.adelaide.edu.au/dspace/bitstream/2440/19099

12434, 2017.

/4/02whole.pdf, 1 – 173, 1997.

─ 31 ─

レーザーを用いたトンネル切羽の浮石検知に関する研究
レーザー計測研究チーム

1

倉橋慎理、染川智弘、
新村亮、 鈴木健一郎、1 谷口信博、1 奥澤康一、1 渡辺淳、1 川北章悟
11

株式会社大林組

１．はじめに切羽作業員に注意喚起を行うシステムである。

山岳トンネルの工法は、以前は矢板と呼ばれる土留め

レーザー技術総合研究所では、これまでレーザーによ用の板を掘削外周面にあてがい、支保工により支え、こるトンネルコンクリートの欠陥検査技術を開発してきれらをコンクリートで巻き立てることにより土圧を覆た。レーザー法は、パルスレーザーを照射してコンクリ

工で支持する矢板工法（在来工法）による施工が一般的ート内に振動を誘起し、その表面振動をレーザーで検出であったが、1980 年代以降は、掘削後直ちにコンクリー

するものであり、実際の鉄道トンネルや道路トンネルにトを吹き付け、支保工、ロックボルトを併用し地山の保おいて、コンクリートの浮きを検出する実証試験を行っ持力を利用してトンネルを保持する工法を用い、掘削にてきた 4), 5), 6)。また、山岳トンネル工事の現場でこれらの伴う変形が収束した後で覆工を施す、NATM（New

技術を適用するための研究を 2018 年度より継続して実Austrian Tunneling Method）と言われる施工が主流となっ施しており、切羽における浮石も、原理的にはコンクリ

た。

ートの浮きと同様に、浮石の形状や周囲との接触の状態

切羽とよばれる山岳トンネル工事における掘削の最によって決まる固有のモードで振動することを示した

先端では地山が露出しており、浮き石と呼ばれる地山か

7), 8)

ら剥離した岩石の落下等（肌落ち）による労働災害がた

的長い周期の変位量を計測しているのに対して、本技術

びたび発生している 1)。作業員が切羽に近づいて実施すでは短時間の振動を計測することで浮石を直接検知す

る装薬、支保工建込などの作業で災害発生が多い 2), 3)。

るものである。

肌落ち防止対策の一つに、浮石落とし（「こそく」とも2022 年度は、実際の山岳トンネル工事現場の切羽にお呼ばれる。）がある。「こそく」はブレーカー等の建設

いて浮石検知の実証試験を実施した。本稿ではそれらの機械を用いて比較的小さな浮石を予め落とす作業のこ

結果について報告する。

。上述したレーザー距離計を用いた監視技術が比較とを示す。「こそく」に多くの時間がかかると、掘削した地山を長時間大気に開放することとなり、地山の状態

２．実証試験

に変化が生じ肌落ちにつながる恐れがあるため、作業は2.1 概要迅速に行われる必要がある。浮石の確認作業など、作業

実際の山岳トンネル工事現場の切羽において浮石検員がやむを得ず切羽に近づく機会があるが、これを低減知の実証試験を実施した。バックホウと呼ばれる建設機するための機械化や遠隔化などの技術が防護対策とし

械の先端に油圧ブレーカーを装着して地山の岩盤を打て望まれている。

撃して弾性波を発生させ、岩盤を伝播してきた弾性波を、

山岳トンネル工事の現場ではレーザー距離計を用いレーザー振動計（Polytec 社、PSV Qtec）を用いて検出した切羽監視技術が導入されている。複数台のレーザー距

た。

離計を用いて切羽の押出しなど地盤の変位を任意の時

計測の様子を図１に示す。切羽から約 20 m 離れた位間間隔で計測し、予め設定した管理基準値を超えた場合、置に振動計測装置を設置した。レーザー振動計システム

─ 32 ─

図１．実際の計測の様子にはガルバノミラーが内包されており、計測面の走査が可能である。ブレーカー先端の「のみ」が岩盤を打撃したときに発生した音を、マイクで検出し計測装置のトリガ信号とした。マイクに打撃音が到達する時刻は、計測
点に弾性波が到達する時刻より後になるため、計測シス
テムにはプレトリガ機能を持たせ、トリガ時刻以前の信号も記録できるようにした。また、各計測点を直接ブレーカーで打撃し、それぞれの計測点の健全性（浮石の有無）を確認した。

図２．計測範囲と打撃位置四角で囲った範囲が計測範囲、×印が打撃位置を示す

2.2

方法

図２に計測領域と打撃位置を示す。計測範囲は約 3 m

波形に対して高速フーリエ変換とウェーブレット変換

×3 m で、計測間隔は約 50 cm、7×7 の 49 点で振動デを行い、それぞれ振幅スペクトルとスカログラムを得た。

ータを取得した。各計測点を左上から左下に向かって 1、2、…、7 とし、1 の右となりを 8、以下同様に右下が 49

2.3 結果と考察となるよう名前を付けた。ブレーカーによる打撃箇所は、

図 3 に計測箇所 10 で計測された信号波形、スカログ
ラム、振幅スペクトルを示す。この箇所は計測終了後の計測範囲の左上で、健全で安定した岩盤とした。
プレトリガをトリガ時刻の 100 ミリ秒前に設定し、マブレーカー打撃による検査の結果、浮石であったことをイクに打撃音が到達する前後 100 ミリ秒間のレーザー

確認している。信号波形は時系列データを示しており、振動計から出力された信号波形を取得し、得られた信号

縦軸がレーザー振動計から出力された電圧、横軸が時間─ 33 ─

分の振幅をコンター図で表している。振幅スペクトルは、各計測点における計測時間 200 ミリ秒間での周波数特性を示し、縦軸が振幅、横軸が周波数を表している。
計測箇所 10 では、ブレーカー打撃により励起された振動の主成分たる周波数が約 70 Hz であり、100 ミリ秒
以上かけて減衰していく様子が見られた。また、マイクに打撃音が到達した時刻である 100 ミリ秒以降に、約600 Hz の振動が検出されていることが分かった。
図 4 に計測箇所 12 で計測された信号波形、スカログ
ラム、振幅スペクトルを示す。この箇所は計測終了後のブレーカー打撃による検査の結果、浮石でなかったことを確認している。
各グラフの縦軸、横軸は図 3 と同じで、振幅のスケールのみが異なる。
計測箇所 12 では、ブレーカー打撃により励起された振動の主成分たる周波数が約 500 Hz であり、10 ミリ秒
程度ですぐに減衰していく様子が見られた。また、計測箇所 10 と同様に、マイクに打撃音が到達した時刻である 100 ミリ秒以降に、約 600 Hz の振動が検出されていることが分かった。
また、他の計測箇所においても、計測された信号の周波数や減衰の特徴が似通った箇所では、計測終了後のブレーカー打撃による検査の結果が同様の傾向を示すことを確認した。
健全に近い状態の岩盤ではブレーカー打撃により励起された弾性波が表面近傍を伝播する様子を計測することになり、比較的高い周波数の振動が見られたと考えられる。一方、岩盤に生じたひび割れや亀裂などの不連続面が浮石を形成する一因であるとすると、浮きであるとされた岩盤では表面近傍を伝播する波は、起振点と計測点の間に不連続面が存在する場合、高周波成分が減衰
図３．計測箇所 10 における（上）振動波形、し回折してきた低周波成分が検出されると考えられる。

（中）スカログラム、（下）振幅スペクトル

表面近傍を伝播する弾性波は、周波数によって伝播する深度が異なることが知られており 9)、高い周波数は地となっている。電圧に較正値をかけることで、ドップラ

盤の浅い範囲を、低い周波数は地盤の深い範囲まで、地ー速度に変換することが可能である。スカログラムは時表面に沿って伝播していくため、浮きの状態にある岩盤

系列データの時間周波数変換を示しており、縦軸が周波

では低周波側の成分が多く検出されると推定される。

数、横軸が時間で、各時刻におけるそれぞれの周波数成加えて、浮きの状態にある岩盤は複数のひび割れや亀─ 34 ─

共振した結果検出されたと推測される。
100 ミリ秒以降に検出された約 600 Hz の振動はいずれの計測箇所においても検出されており、これはブレーカーによる打撃音が計測装置まで到達し、装置の固有振動モードで共振したためと考えられる。トンネル内のよ
うな閉鎖された環境では反響音があるため、長時間にわたって検出されたと思われる。

３．まとめ
実際の山岳トンネル工事の現場において、現場にある建設機械を用いて岩盤を打撃し、その際生じる振動をレーザー振動計で計測することで、遠隔より浮石の検知を行う手法を提案し、実証試験を実施した。
各計測箇所において得られた結果と、計測終了後にブレーカーを用いて計測箇所を直接打撃し検査を行った結果を比較した。レーザー振動計により計測された振動で、比較的低周波成分のピークを持ち、長時間持続しながら減衰していく振動が検出された箇所では、のちのブレーカーによる検査で、浮きの状態にあると判断される傾向が見られた。
岩盤の岩質やひび割れなどの不連続面の配置、など
様々な要素により周波数応答が異なると考えられるため、統一的な指標を示す手法の開発が引き続き求められる。また、並行して浮石の検知を自動で行うためのアル
ゴリズムの開発、重機オペレーターへの落とすべき浮石の指示方法、など、実用化へ向けた検査システム全体の検討を行っていく必要がある。

図４．計測箇所 12 における（上）振動波形、

謝辞（中）スカログラム、（下）振幅スペクトル

本研究は株式会社大林組からの受託研究として実施された。実証試験の実施にご協力いただいた伊藤正寛

裂などの不連続面によって局所的に独立した構造を形氏、入江貴博氏に感謝いたします。

成している可能性があり、その場合岩盤はいくつかの固有振動モードを持つと考えられる。計測箇所 10 で見ら参考文献れた比較的低い周波数で減衰していく振動は、ひび割れ

1）

害の動向，産業安全研究所技術資料 (1974)

等を回折し、浮きの状態にある岩盤に到達した弾性波のうち、岩盤の固有振動数に近い周波数成分を持つものが前郁夫，花安繁郎：トンネル建設工事における労働災2）─ 35 ─

厚生労働省： 山岳トンネル工事の切羽における肌落(2018)

ち災害防止対策に係るガイドライン
3）（独法）労働安全衛生総合研究所：トンネルの切羽か7）

倉橋慎理、他：ILT2019 Annual Progress report

らの肌落ちによる労働災害の調査分析と防止対策の8）

倉橋慎理、他：ILT2020 Annual Progress report

提案、労働安全衛生総合研究所技術資料(2012)9）

林宏一、鈴木晴彦、斎藤秀樹：人工振源を用いた表面

4）

オレグコチャエフ 他：LASER CROSS, No.355

波探査の開発とその土木地質調査への適用、応用地質

5）

島田義則：ILT2018 Annual Progress report

技術年報 No.21(2001) など

6）

S.Kurahashi et al. : J. Appl. Remote Sens.12(1),015009

─ 36 ─

ユウロピウムの共鳴多光子還元の効率評価― レーザーによる希少金属回収技術の開発 ―1

レーザーバイオ化学研究チーム、2 レーザー計測研究チーム、

中島信昭 1、谷口誠治 1、コスロービアン ハイク 1、染川智弘 2、松田晶平 3、横山啓一 3、八ツ橋知幸 43

日本原子力研究開発機構、4 大阪公立大学
f-f 遷移を介した多光子励起による価数制御を実現する

１．はじめに
持続可能な社会の実現には資源の有効利用が欠かせことで、元素分離方法としての応用を提唱した 1,2)。著者ない。発光材料や磁性材料として身近に存在するランタらのグループでも、
ユウロピウム
（Eu）
、
サマリウム
（Sm）
、

ノイドは希少元素として知られている。そのため、これイッテルビウム（Yb）に関して液相での実験結果を報告

らの分離回収技術への期待は大きい。しかし、一般的にしている 3-6)。

これらの元素の分離は難しい。多くが 3 価の状態にあ

一般的に、レーザーを用いた光過程をエンジニアリン

り、外殻電子配置が共通し、イオン半径及び酸化還元電

グまでスケールアップすることは効率の面から容易で位の差が小さく、化学的性質がよく似ているためである。

はない。まず効率評価のためには、多光子過程の量子収

そこで、ランタノイドの分光学的な特徴に着目する。

率を正確に把握する必要がある。しかし、1 光子過程に比べ複雑になるため難しい。そこで、ここでは Eu の共
鳴多光子還元の量子収率の決定に取り組んだ。

２．方法
試料は、溶質に塩化ユウロピウム六水和物（EuIIICl3
6H2O, 99.9%）溶媒にメタノール（CH3OH, ≥99.8%）を用い任意の濃度に調整した。この溶液を自作した液溜め付
図1

石英セルに入れた。溶存酸素の影響を取り除くため凍結

ランタノイド（一部）の吸収スペクトル脱気を行った後、ガラス導入管を焼き切ることで密閉し
図 1 にランタノイドのうち例として 10 元素を取り上た。

げ、3 価の水溶液における可視域の吸収スペクトルを示

光子ーす。深さ方向の濃淡でモル吸光係数を描写した。液相でレーザーー

あるにも関わらず、線幅の狭い元素固有の吸収ピークがー確認できる。これはランタノイドの 4f 軌道に含まれる
電子由来の f-f 遷移である。Laporte 則では禁制であるた

ピ
ー

ロー

め吸収は弱い。しかし、この選択的な吸収を利用して価

ー

ーム

ー

ー

光子
ロ

数を制御、つまり、光酸化還元反応を引き起こすことがレーザー
ウ

できれば、異なる価数の分離は比較的容易なため、新規

ー

ー
ー
ロ

ー

の分離手法として応用が期待できる。
弱い可視域の吸収を介して反応を誘起するためには、

図2多光子励起が必要である。1970 年代後半に Donohue が─ 37 ─

光学配置の概略図。L:レンズ。a = 2f3 を満たすよう像転送した。

図 2 にレーザー照射のための光学配置を示す。反応誘
起用に Ti:sapphire レーザー（LT-2211N, LOTIS TII）を使

３．結果と考察
3. 1
 3 価ユウロピウム（Eu3+）の還元用した（~15 ns, 15Hz）。出力は 1/2 波長板と偏光子で構成した減衰器により 1~5 mJ に制御した。

光化学反応による生成物は紫外可視吸収分光法により同定及び定量した。レーザー照射前後の差スペクトル

励起光は 2 枚のレンズ（L1, L2、焦点距離はそれぞれ

であった
（図 4）
。
から生成物は 2 価ユウロピウム（Eu2+）

f1, f2）でコリメートした。励起光を L3 のレンズで集光

これにより Eu3+の還元反応が誘起されることが確認でし、セル位置での像を CMOS カメラに転送することで、きた。以下では差スペクトルにおける 350 nm での吸光ビームプロファイルを取得した。図 3 に測定したビーム

度差（ΔA350）を用いて生成物 Eu2+を定量した。

プロファイルの例を示す。水平・鉛直方向それぞれの強度分布をガウス関数でフィッティングし、直径（1/e2）のを見積った。断面は楕円として取り扱った。図 3A, B, Cの断面積はそれぞれ 2.78 × 10−2 cm2, 1.37 × 10−2 cm2, 1.17
× 10−3 cm2 と決まった。
波長

波長

方 の長

図4

励起レーザー照射前後の 0.68 M Eu3+/CH3OH
溶液の吸収スペクトル。波長分解能 1 nm。
挿入図は照射前後の差スペクトル（左軸）と Eu2+のモル吸光係数のスペクトル（右軸）。

 励起波長依存性
3. 2
方 の長

図3



励起レーザーの典型的なビームプロファイのル。縮小率 f2/f1 は(A) 1, (B) 0.63, (C) 0.25。

生成物を吸光度変化により測定するために OPO レー
ザー（Opolette355LD, Opotek）を用いた（20 Hz）。逆反応（1 光子酸化）を抑制する目的で UV ランプの使用を避けた。スペクトラムアナライザーを用い、ポンプ光と

波長

図 5

Eu の共鳴多光子還元の励起波長依存性。
3+

プローブ光の中心波長と線幅を確認した。ポンプ光の中各波長でのレーザー（5 mJ, 15 Hz）照射時

心波長の正確さは≤0.01 nm、線幅は≤30 pm、プローブ光間 3 min。プロットは生成した Eu2+を意味の線幅は≤40 pm であった。また、吸収スペクトルの測する ΔA350（左軸）。スペクトルは Eu3+の吸収（右定には紫外可視分光光度計を使用した。

軸）、波長分解能は 0.2 nm。

─ 38 ─

f-f 遷移波長での共鳴吸収により Eu3+の還元反応が起2 光子過程として解析した。

こることを確認するために、ΔA350 の励起波長依存性を測定した。その結果を図 5 にプロットした（左軸）。加

 2
3. 5

子 収の量子収率

えて、Eu3+の吸収スペクトルも示した（右軸）。ΔA350 のレーザーパルス当たりの反応確率を pred = NII/ NIII と定波長依存プロットは、Eu3+の吸収スペクトルと良好に一義する。NIII はレーザーパルス照射前の反応領域での致した。ここで、Eu3+の吸収スペクトルにおける~394 nm

Eu3+の数であり、NII は照射後に生成した Eu2+の数である。

のピークは、Eu3+の最も強い f-f 遷移（5L6←7F0 遷移）でまた、3 準位の分布に関する微分方程式を解くことで NIIある。そのため、この結果は Eu3+の 5L6 状態を経由するとNIII が導出でき 7)、
pred は次のように表すことができる。

共鳴吸収により Eu3+が還元したことを示唆している。
pred = 1 − exp(−φ1σ1h)/(1−(φ1σ1/φ2σ2))− exp(−φ2σ2h)/(1−(φ2σ2/φ1σ1))

 2 価ユウロピウム（Eu2+）のモ
3. 3

(1)

ΔA350 を生
Eu の還元反応の収率を評価するためには、
3+

成物 Eu2+の濃度に換算する必要がある。そこで、Eu2+の

ここで、φ、σ、h はそれぞれ量子収率、吸収断面積、レ

モル吸光係数を測定した。空気雰囲気下では Eu2+が容易

ーザーフルエンスである。下付きの数字は、2 光子過程に酸化するため、アルゴン雰囲気下のグローブボックスにおける 1 あるいは 2 段目の励起過程を示す。

内で既知濃度の EuIICl2/CH3OH 試料を調製し、吸収スペ

図 6 に示した Eu2+の吸光係数のスペクトルを眺める

クトルを測定することで紫外可視域の吸光係数を決定と、励起波長 394 nm は電荷移動帯（CT バンド）に含ました（図 6）。Eu2+の 350 nm でのモル吸光係数 ε350 は 414

れることがわかる。これは 2 光子還元で生成した Eu2+

M−1 cm−1 であった。

が、同じレーザーパルスにより Eu3+へ戻る逆反応（1 光子酸化）が起こる可能性があることを意味する。そのため、この逆反応を説明できるようにモデルに取り入れる。
1 光子酸化の反応確率 poxi は次式で表せる。
poxi = 1 − exp(−φ3σ3h)(2)モ

ここで、φ3、σ3 はそれぞれ 1 光子酸化の量子収率、吸収断面積である。この量子収率 φ3 については報告値 φ3 =0.017 を用いた 8)。吸収断面積 σ3 は、図 6 から読み取れ

波長
図6

メタノール溶媒中の Eu2+のモル吸光係数。

る ε3 = 111 M−1 cm−1 から換算した σ3 = 4.24 × 10−29 cm2
molecule−1 を用いた。また、観測される正味の還元反応

 励起
3. 4

確率 p は次式で表せる。

依存性

この還元反応は多光子過程であるため、還元効率は光p = pred (1 − poxi)

子密度に依存する。励起レーザーパルスエネルギーとビ(3)ーム断面積を制御し ΔA350 を測定した。測定した ΔA350のレーザーフルエンス依存性を冪関数で近似し最適化

ただし、励起レーザーのパルス幅が~15 ns であるため、すると、冪指数は光強度が低い領域（≤~103 mJ cm−2）で1 パルス間は生成物が拡散せず反応領域に留まっていは~2 であった。よって、観測された Eu3+の還元反応をると仮定した。式(3)により結果を解析するためには、p─ 39 ─

と ΔA350 の関係が必要である。励起レーザー照射開始か

４．まとめ
ランタノイドに代表される希少金属元素の回収・再利ら生成物測定の間、反応領域内外の溶液が十分に混合す用に向け、光で元素を選別する手法の確立のために、ると仮定すると、この関係は次式で表せる。

Eu3+の共鳴多光子還元の効率を評価した。励起レーザー∆A350 = m p NIII ε350 L2 S/V(4)の制御を工夫することで、従来よりも 1 桁大きい領域でレーザーフルエンス依存性を測定することに成功した。

ここで、m はパルス数 2700、NIII は Eu の初期濃度、L

これにより飽和を観測できた。光吸収の飽和と逆反応をは光路長 4 mm、V は全溶液体積 0.048 cm3 である。

組み込んだモデルを用いて解析することで、2 光子吸収

3+

過程の量子収率 φ1、φ2 を明らかにした。本研究はランタ
ノイドの共鳴多光子電荷移動の正確な効率評価につながる。今後はより効率的な励起経路の探索に取り組みた率

い。なお、本記事にご興味を持たれた方は、詳細を記した原著論文（題名：Laser-fluence dependence of resonanceenhanced multiphoton reduction of trivalent europium）10)を参
照されたい。

謝辞
本研究は JSPS 科研費 JP20K19999 の助成を受けたもの
図7

単一パルスによる Eu3+の共鳴多光子還元のです。厚く御礼申し上げます。

反応確率のレーザーフルエンス依存性。
参考文献
図 7 に反応確率のレーザーフルエンス依存性を示す。

1) T. Donohue, J. Chem. Phys. 67, 5402–5404 (1977).

式(3)に式(1), (2), (4)を代入してフィッティングし、2 次

2) T. Donohue, Chem. Phys. Lett. 48, 119–121 (1977).

元の非線形最小二乗法により最適化した。フルエンス h3) M. Kusaba et al., Chem. Phys. Lett. 221, 407–411 (1994).

と断面積 S を独立変数とし、φ1σ1 と φ2σ2 をパラメーター

4) N. Nakashima et al., J. Phys. Chem. A. 103, 3910–3916−23として扱った。最適化の結果、φ1σ1 = (4.2 ± 0.7) × 10 cm(1999).

2

molecule−1 と φ2σ2 = (2.7 ± 0.8) × 10−19 cm2 molecule−1 が得ら

5) D. Nishida et al., J. Phys. Chem. A. 114, 5648–5654 (2010).

れた（3σ）。報告値 3,4)ε1 = 2.9 M−1 cm−1 から φ1 = (3.8 ± 0.6)

6) N. Nakashima, K. Yamanaka, T. Yatsuhashi, J. Phys.

× 10−3 と決定できた。これは 10−4 オーダーの既報 3)に比べ大きいが、従来よりも広いフルエンス領域での測定とChem. A. 117, 8352–8359 (2013).
7) U. Lachish, A. Shafferman, G. Stein, J. Chem. Phys. 64,
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逆反応をモデルに取り入れたため、信頼性が高い。2 光
子目の CT バンドへの遷移の吸収断面積 σ2 は、基底状態

8) D.D. Davis, K.L. Stevenson, G.K. King, Inorg. Chem. 16

からの f-d 遷移に類似すると考えられる。そのため、ε2670–673 (1977).

を 100 M−1 cm−1 と仮定すると、φ2 = 0.7 ± 0.2 と見積るこ

9) M. Kusaba et al., J. Alloy. Compd. 192, 284–286 (1993).

とができる。1 光子で CT バンドへ遷移する 1 光子還元

10) S. Matsuda et al., Chem. Phys. Lett., 802, 139759 (2022).

反応の量子収率は 0.35–0.97 であるため 9)、この見積値は妥当である。
─ 40 ─

レーザーアシスト元素分離の実証㻌

レーザーバイオ化学研究チーム

1
2
中島信昭 、松田晶平 、横山啓一 2、矢板毅 2
1

2

日本原子力研究開発機構



１．はじめに

ここでまず、アクチノイドの分光学的性質に着目する。

周期表においてf ブロック元素に分類される元素群は、

図 1 にアクチノイドの中から例として 8 元素を取り上f 軌道に電子が順に占有されるという特徴を持つ。第 6

げ、3 価の水溶液における可視域の吸収スペクトルを示

周期の原子番号 57~71 までをランタノイド、第 7 周期した。紙面に垂直方向の濃淡でモル吸光係数を描写した。

の原子番号 89~103 までをアクチノイドと呼ぶ。

これらの吸収ピークは、アクチノイドの 5f 軌道に含ま

アクチノイドは使用済み核燃料に含まれる。放射性毒れる電子由来の f-f 遷移である。5f 軌道はランタノイド性が高いため、再処理後の高レベル放射性廃液をガラスの 4f 軌道に比べ遮蔽されていない。特にアクチノイド

固化し、長期間地層処分することが検討されている。含系列の前半では遮蔽効果が弱いため、結果的に f-f 遷移

有される元素の中でも、アメリシウム（Am）の放射性の線幅がやや広い。

毒性に対する寄与が大きい。そのため、Am だけ分離・注目すべきは、Am と Cm の差である。503 nm では回収できれば、地層処分の負担が飛躍的に軽減すると大Am が吸収を持つのに対し、Cm は透明である。この吸

まかに理解できる。しかし、現実には分離工程における収の差を利用して Am のみ酸化状態を制御することが長年の課題こそが、周期表で隣接するキュリウム（Cm）

できれば、原理的には Am と Cm の相互分離を実現すとの分離、つまり、Am と Cm の相互分離である。

ることが可能である。

近年では、選択的に酸化状態を制御し、価数を変更す

そこで、本研究では Am 錯体の共鳴多光子電荷移動をることで分離を容易にするというアプローチがある。具

調べ、アクチノイドで初めて共鳴多光子過程による酸化体的には、配位子で表面修飾した電極を用い、電気化学

状態の制御に成功した。さらに、核分裂生成物の模擬と的手法により Am の 3 価から 5 価あるいは 6 価への酸してプラセオジム（Pr）を加えた2 元素混合系からのAm

化反応を選択的に誘起することに成功したとの報告が分離にも成功し、レーザーアシスト元素分離を実証した。

1)ある 。これに対して本研究では、光により酸化状態を

なお、放射性同位元素に関する実験は、日本原子力研究

制御し分離につなげる「レーザーアシスト元素分離」に開発機構（JAEA）の放射線管理区域で行った。

取り組んだ。
２．方法
2. 1
 アメリシウム硝酸錯体の共鳴多光子電荷移動
Am はストック溶液から石英セル（光路長 10 mm、幅2 mm）へマイクロピペットで量り入れた。そこへ硝酸（60%, HNO3）水溶液を加え、0.4 mM 3 価アメリシウム（AmIII）の 0.01, 0.1, 3, 12 M 硝酸水溶液を~100 μL 調整した。その後、石英セルを密閉し、穏やかに撹拌した。
実験に用いた光学配置の概略を図 2 に示す。励起光源に
図1

アクチノイド（一部）の吸収スペクトル

は、OPO レーザー（NT342B, EKSPLA）を使用した（~5ns, <34mJ, 10 Hz）。照射時間は 10–40 min。OPO レーザ
─ 41 ─

ーの光学結晶のビームプロファイルを石英セル位置へン依存性を調べた。解析では、それぞれの吸収ピークの像転送することで、石英セル位置でのビーム直径を~2変化量から擬一次反応速度定数を見積り、各依存性を評

mm に制御した。紫外可視分光光度計を用いて吸収スペ価した。以下では、この光酸化による AmIII 消費の速度

クトルを測定し、反応物と生成物を同定、定量した。

定数を kIII、AmVO2+生成の速度定数を kV で示す。

光

ー

3. 1. 1 励起波長依存性
結

励起波長を掃引し、各波長で測定した kIII と kV を図 3レ

左軸で示す。また、レーザー照射前の AmIII 硝酸水溶液の吸収スペクトルを図 3 右軸で示す。503 nm の吸収ピ
ークは AmIII の f-f 遷移（5L6←7F0）に帰属される。AmIII
光酸化の励起波長依存性と吸収スペクトルが明らかに

図2

光学配置の概略図。f は凸レンズの焦点距離。

一致した。この結果から、観測された光酸化は f-f 遷移

L2 = f L1/(L1−f)を満たすよう像転送した。

で引き起こされることがわかった。

2. 2 レーザーアシスト元素分離
試料として 0.1 mM AmIII と 0.55mM 3 価プラセ

光度

オジム（PrIII）を混合した 3 M 硝酸水溶液を~100
μL 調整した。PrIII は硝酸プラセオジム六水和物（PrIII(NO3)3 6H2O, >99.99%）を用いた。この試料へ
OPO レーザー（503 nm, ~30 mJ, 10 Hz）を 15 h 照射した。光学配置は図 2 と同様である。照射後、波長パスツールピペットを用いて 2 mL バイアル瓶へ試料を移した。そこへ 16 mM の抽出剤 TODGA

図3

AmIII 消費（kIII）と AmVO2+生成（kV）の速度定数（N,N,N',N'-tetraoctyl-3-oxapentanediamide）のドデに対する励起波長依存性（左軸）。硝酸濃カン溶液を~100 μL 加えた。そして、20 分間激し度[HNO3] = 3 M、レーザー（~32 mJ, 10 Hz）

く撹拌した。その後、石英セル（光路長 10 mm、幅

照射時間 10 min。塗りつぶしは照射前の2 mm）へ入れ、遠心分離した。水相と有機相それぞれの

AmIII 硝酸水溶液の吸収スペクトル（右軸）。

吸収スペクトルを分光光度計で測定した。
3. 1. 2 励起光強度依存性
次にkIII の励起光強度依存性の測定結果を図4 に示す。

３．結果と考察
3. 1 アメリシウム硝酸錯体の共鳴多光子電荷移動

横軸はレーザーフルエンスで示した。プロットを冪関数

AmIII 硝酸水溶液の吸収スペクトルからAmIII の吸収ピで近似し最適化したところ、冪指数は~1.5 が与えられた。

ークを同定した。また、503 nm レーザー照射後の吸収

この単純なフィッティングには光吸収の飽和が組み込

スペクトルから AmIII の消費と、5 価アメリシウム

まれていない。そのため、1 よりも有意に大きい値は、（AmVO2+）と亜硝酸（HNO2）の生成が確認できた。こ観測された過程が 2 光子過程であることを示唆していの AmIII から AmVO2+への光酸化の反応機構を解明するる。実際に、503 nm の 2 光子のエネルギーは 39761 cm−1

ために、励起波長依存性、励起光強度依存性、硝酸イオ

であり、この値は電荷移動帯（CT バンド）の閾値 42500

─ 42 ─

cm−1 とおおよそ一致する。
一般に多光子過程は共鳴と非共鳴の過程に分類され錯体のるが、励起波長依存性の結果の通り、5L6 状態への遷移に従って光酸化が起こった。そのため、この f 電子励起状態を介する多光子過程であると考えられる。これは共鳴多光子イオン化に類似しているが、CT バンドへの励
起と同時に酸化還元反応へ向かい、これらを切り分けることができないと理解できる。そのため、この特徴を踏まえて共鳴多光子電荷移動と呼ぶ。
図5

kIII の硝酸イオン活量依存性。レーザー（503 nm,~32 mJ, 10 Hz）照射時間 10 min。錯体の比率2𝑓𝑓𝑛𝑛 = [AmIII (NO3 )𝑛𝑛 ]3−𝑛𝑛 ⁄∑[AmIII (NO3 )𝑖𝑖 ]3−𝑖𝑖
𝑖𝑖=0（n は NO3−の数：n = 0, 1, 2, ⸱⸱⸱）を右軸で示す。
挿入した錯体構造は、密度汎関数理論（DFT）計
算により最適化した。

レーザー
図4

ス

AmIII 消費（kIII）の速度定数に対するレーザー
フルエンス依存性。硝酸濃度[HNO3] = 3 M、錯体

レーザー（503 nm, 10 Hz）照射時間 10 min。
錯体

3. 1. 3 硝酸イオ 依存性

図6

AmIII 光酸化の反応スキーム

これまでの実験のところ、AmIII の共鳴多光子電荷移
動は硝酸水溶液でのみ観測された。そこで、溶液中に共を検討した。kIII を各錯体由来に分割した kn と平衡定数存する硝酸イオン（NO3−）の影響を調べた。kIII の硝酸イ

Kn を用いると、kIII(aNO3)は次式のように表される。

オン濃度依存性を図 5 に示す。横軸は硝酸イオンの活量
aNO3 で表した 2)。HNO3 濃度 0.01, 0.1, 3, 12M に相当する
aNO3 で測定した kIII をプロットした（左軸）。aNO3 < ~1 Mの領域では、kIII は傾き 1 に近く比例しているが、aNO3 >𝑘𝑘 III (𝑎𝑎NO3 ) =𝑘𝑘0 + 𝑘𝑘1 𝛽𝛽1 𝑎𝑎NO3 + 𝑘𝑘2 𝛽𝛽2 𝑎𝑎NO3 2 + ⋯(1)
1 + 𝛽𝛽1 𝑎𝑎NO3 + 𝛽𝛽2 𝑎𝑎NO3 2 + ⋯~1M の領域では、飽和が確認できる。この結果は、AmIII

ここでn は錯生成定数であり、平衡定数 Kn との関係はの水和イオンでは共鳴多光子電荷移動が起こらず、

1 = K1, 2 = K1K2 である。n の報告値を用い 3)、kn をパラ

AmIII と NO3−の錯体で起こることを意味する。また、溶メーターとして、kIII(aNO3)の測定値を式(1)でフィッティ

液中の錯体の比率 fn を右軸に示した。fn は、活量 aNO3 とングしたところよく再現された（図 5 黒線）。最適化さともに図 5 のように変化する。

れた kn から、k0/k1 = 0.0040 ± 0.0003 と k2/k1 = 0.44 ± 0.07

錯体の寄与を定量的に評価するため、図 6 に示した反が得られた。k1 が k0 に対して 3 桁大きいことは、1:1 錯

応スキームに基づいて、kIII の aNO3 依存性である kIII(aNO3)体（AmIIINO32−）が必要であることを示唆する。また、

─ 43 ─

k2 が k1 に対して<1/2 であることは、共鳴多光子電荷移動が 1:2 錯体で増大しないことを示唆する。これは図 5のフィッティング結果である黒線
（左軸）
と錯体比率
（右
軸）との比較からも理解できる。

 反応機構3. 1. 4
AmIII–NO3−錯体における AmIII から AmVO2+への共鳴
多光子電荷移動の反応機構を検討する。実験結果から決定的なことは、(i) 酸化には 1:1 錯体が必要、(ii) 1:2 錯体
では飽和する、(iii) HNO2 が副生成物という3 点である。

図 7

AmIII–NO3−錯体における共鳴多光子電荷移動

これらを満たす反応機構として、反応(2)のように 2 光の概要。左から AmIII のエネルギーダイアグ

子あるいは 3 光子によって、AmVO2+とニトロソニウム

ラム、電子配置、原子軌道、光学遷移と電を生成するモデルを提案した。
また、
HNO2
イオン
（NO+）

子移動のイメージ。

の生成は、反応(3)で説明できる。
𝑚𝑚h

AmIIINO32+ →AmVO2+ + NO+ (m = 2 or 3)

NO + H2O → HNO2 + H
+

+

(2)
(3)

図 7 に AmIII–NO3−錯体における共鳴多光子電荷移
動メカニズムの概要を示した。厳密には正確ではないが、理解のしやすさから、まず AmIII の電子構
造を単独で考える。503 nm を 1 光子吸収することで

図8

AmIII は基底状態 7F0 から f-f 遷移し、励起状態 5L6 のAmNO3 の断熱ポテンシャルエネルギー曲面と構造変化。左上は座標系の定義。

電子配置(5f)6 に変化する。2 光子目の吸収により、L6 状態の 2 電子で占有された 5f 軌道から 6d 軌道への構造での f 電子数の計算結果を考慮すると、Am の酸化

f-d 遷移が起こると、Am の基底状態 H5/2 の電子配置

数が III→IV→V と段階的に変わる、つまり、AmIII から(5f)5 になりうる。さらに 3 光子目を吸収し、6H5/2

NO3−に 2 電子が段階的に移動することが明らかになっ状態の 5f 軌道から 6d 軌道へ f-d 遷移が起こり、2 電子

た。以上から、光励起で直接 AmVO2+が生成されるのでで占有された 6d 軌道ができると、AmV の基底状態 5I4はなく、光励起によって AmIII–NO3−錯体において電子のの電子配置(5f)4 になりうる。

乗り移りが起こりやすくなることで、安定な AmVO2+が

5

IV

6

AmIII–NO3−錯体では、NO3−の 2 つの O 原子が AmIII へ生成される反応経路をたどることが示唆された。

対称的に二座配位すると報告されている 4)。そのため、
図 7 のように f-d 遷移によって NO3−の空軌道への電子 レーザーアシスト元素分離
3. 2

移動が起こり、AmVO2+と NO+に変化する可能性がある。

上述した酸化状態の光学制御に基づく「レーザこの反応経路を検証するために量子化学計算を行った。

ーアシスト元素分離」を実証する。そのために、その結果、ポテンシャルエネルギー曲面に沿って、錯体

核分裂生成物の模擬として PrIII を加えた AmIII とは図 8 のように構造変化することがわかった。また、各の 2 元素混合溶液からの Am 分離を行った。

─ 44 ─

波長度

アメリシウム

度

オ ム

光度

レーザー
レーザー

レーザー

図 10 レーザー照射中の各元素の酸化状態の変化

光度機

４．まとめ
アクチノイドで初となる AmIII–NO3−錯体における共鳴多光子電荷移動を発見し、その反応機構を明らかにした。さらに、2 元素混合溶液でのレーザー
アシスト元素分離を実証した。今後は模擬高レベル

波長
図90.1 mM AmIII と 0.55mM PrIII を混合した 3 M

放射性廃液での Am と Cm の相互分離を実証したい。

硝酸水溶液へのレーザー照射（503 nm, ~30

また、他の f ブロック元素への適用性を検証したい。なmJ, 10 Hz, 15 h）による変化(上)。照射後のお、ご興味を持たれた方は、詳細を記した原著論文（題溶液を TODGA により溶媒抽出した後の水名：Marking actinides for separation: Resonance-enhanced

相(中)と有機相(下)の吸収スペクトル。

multiphoton charge transfer in actinide complexes）5)を参照されたい。オープンアクセス（無料 web 閲覧可）である。

図 9 (上)に調製した溶液の吸収スペクトルを点線で示す。吸収は AmIII と PrIII の f-f 遷移と帰属され謝辞た。これに対し 503 nm レーザー照射後の吸収スペクト

本研究は JSPS 科研費 JP20K19999 と福島復興研究活動+
nm）
ルを実線で示した。
照射後には新たにAmVO2（~700に関する JAEA の予算による助成を受けたものです。厚

と HNO2（<400 nm）の吸収が確認できた。また、レー

く御礼申し上げます。

ザー照射中の各元素の酸化状態の経時変化を図 10 に示す。PrIII と Am (total)は一定で、AmIII の消費と AmVO2+の参考文献

生成だけが確認できる。そのため、期待された通り

1) C. J. Dares et al., Science 350, 652–655 (2015).

AmIII–NO3−錯体における共鳴多光子電荷移動だけが

2) W. Davis, H.J. De Bruin, J. Inorg. Nucl. Chem. 26, 1069–
1083 (1964).

誘起されたことがわかる。
照射後の試料に対し、3 価に作用する抽出剤3) Ł. Steczek et al., J. Radioanal. Nucl. Chem. 309, 891–897

TODGA を用いて溶媒抽出した結果が図 9 (中),(2016).

(下)である。明らかに 3 価と 5 価を分離することが4) M. G. Ferrier et al., Chem. Sci. 9, 7078–7090 (2018).

できた。この結果から、共鳴多光子電荷移動による元素

5) S. Matsuda et al., Sci. Adv. 8, eabn1991 (2022).

の選択的な価数制御と溶媒抽出の組み合わせである「レーザーアシスト元素分離」が実証された。
─ 45 ─

https://www.science.org/doi/10.1126/sciadv.abn1991

巨大地震先行現象の物理メカニズムの研究- シミュレーションモデルの発展 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

6) 磁力線に平行な方向の電子の運動を記述す

１ ． は じめ にレーザー技術総合研究所では、2016 年度からるために、電子―イオンの 2 流体モデルを2022 年度まで、大阪大学大学院理学研究科、（株）

構築し、マクスウェル方程式による全電場

コンポン研究所と共同で、巨大地震先行現象の物の求解の見直し、運動方程式の見直し、電理メカニズムの研究を行ってきた。北海道大学日子―中性粒子の衝突のモデルの改良など、

置は、1994 年から 2015 年までの Mw=8 級以上のを行った。(2019 年度 – 2022 年度)

地震について震源上空の TEC を解析し、磁気嵐の時期を除いて、過去 18 回のすべての例で地震発

２．1 流体モデル（プラズマ近似）5,6)(2016 年度)

生直前数十分以内において TEC 異常があったこ

2016 年度には、1 流体モデル（プラズマ近似）

とを示した

1-4)

。この現象を説明できる物理モデル

を用いて基礎方程式を導出し、空間 2 次元、速度 3 次元、磁場 3 次元のシミュレーションモデの構築が、本共同研究の目的であった。
本研究において、物理モデルを構築し、シミュルを採用した。プラズマは水素イオンと電子からレーション結果を基に更なる物理モデルの改良成るとした。岩盤上の電流による磁場を、ビオサを行い、最終的に TEC 異常の測定結果を定量的バールの法則により求め、Bbio + Bearth の下でのプに良く再現できる物理モデルを構築した。時間経

ラズマの運動を求めた。地球磁場は Bearth = 25000

過に沿って、本研究で構築した物理モデルを記す。

nT とした。大地を平面とし、地球磁場は Y 方向

1) 1 流体モデル（プラズマ近似）を用いて基に一様とした。座標系は X - Y - Z の直交座標系とした。

礎方程式を導出した。(2016 年度)

2) 1 流体モデルを基本に、磁場の効果のみでなく電場の効果も含められるように基礎方
程式を改良した。(2016 年度)

3) 文献に従い、より現実に近い初期電子密度

光電離などによるイオンの生成を無視すると、イオンの連続の方程式は以下のように書ける。
 ni    ni v i   0(1)
t
ne = ni を仮定（プラズマ近似）すると、運動方分布を与え、シミュレーションを行った。
(2017 年度)

4) 斜め地球磁場効果の導入、異方性を持つ電程式は次式になる。
v
 v  v      Pi  Pe   j  B   g (2)

 t


気伝導度の導入、マクスウェル方程式による全電場の求解、運動方程式の見直し、イ
オンー中性粒子の衝突の効果の導入、を行った。 (2018 年度)

5) 分極効果の導入を行い、マクスウェル方程式による全電場の求解の見直し、及び運動方程式の見直し、を行った。(2019 年度)

1 流体モデル（プラズマ近似）によるシミュレ
ーション結果を GPSTEC の結果と比較検討した
ところ、外部磁場の効果だけでは不十分である、
ことが示唆された。そこで 1 流体モデルを基本に、磁場の効果のみでなく電場の効果も含められる
ように基礎方程式を改良した。
連続の方程式は、次式とした。

─ 46 ─

 e n  jt(3)

n  ne  ni(4)
j e  ni vi  ne ve    e ne ve(5)

運動方程式は、次式とした。
v
 v v 
 t


(6)

    Pi  Pe   e  n E  j  B   g

地球磁場の傾き＝約45°
z
z’
x

y’
y

北

図 2 地球磁場の傾きと、地球磁場に沿った座標

電荷分布により生じる電場は、ポアソン方程式

系の概念図より求める。

 2  e0 n (7)

Eind  (8)
E Eind  Eext

(9)

３．初期電子密度分布の改良（2017 年度）
2017 年度において、文献に従い、より現実に近い初期電子密度分布を与え、シミュレーションを行った。図 1 は、シミュレーションに用いた初期
電子密度の高さ方向の分布である。

く中性分子も存在しており、イオンと中性分子の衝突の効果は無視できない。中性分子を半径 rnの剛体であると近似すると、イオンと中性分子の衝突周波数は、次式で表される。
 i  n  nn  z   rn2 vi
nn (z) は、中性分子密度の高度分布である
イオンと中性分子の衝突の効果を考慮すると、運動方程式は、次のように与えられる。x-y’-z’成

 v
v 
ni  z   vz  z    jx By / mi  ni  iz n vz  (13) z 
t


500

0 7
10

(10)

分別に記載する。
 v
v  jz  By  / mi  ni  ix n vx (11)ni  x  vx x  
x 
 t
 v y   v yni 
 v y
 ni  iyn v y 
(12)



t

y



1000

z (km)

大気中、及び電離層中では、プラズマだけでな

電流密度 j は、オームの法則から求められる。
j σ E  v  B
(14)
8

10

9

10

10

10

-3

ne0 (m )

11

10

12

10

磁場は地球磁場のみとした。運動方程式において、初期値を vx = vy’ = vz’ = 0 とすると、(12) 式
より、恒等的に vy’ = 0 が成立する。

図 1 初期電子密度の高さ方向の分布

大気中、及び電離層中のプラズマは、磁力線に沿った方向と垂直な方向で、大きく異なる電気伝４．斜め磁場、電気伝導度の異方性の導入導度を持つ。その効果を取り入れるために、マク（ 2018 年 度 ）2018 年度に、斜め地球磁場効果の導入、異方性

スウェル方程式を用いて電場を求めた。

を持つ電気伝導度の導入、マクスウェル方程式による全電場の求解、運動方程式の見直し、イオンー中性粒子の衝突の効果の導入、を行った。
図 2 は、地球磁場の傾きと、地球磁場に沿った

SI 単位系で Maxwell 方程式を記す。
B
 E  
t

 H

j

D

t

  D  0

座標系の概念図である。
─ 47 ─

(15)
(16)
(17)

 yi  n  nn  z   rn2 viy

変位電流を 0 とすると、次式が得られる。

j
2E 
0 
t





(18)(27)

シミュレーションの時間刻み 1 ms と比べ十分短い時間で、磁力線に垂直な方向の電子速度が５．プラズマの分極を考慮した、新しい基礎式(2019 年 度 )平衡に達すると仮定すると、次式が導ける。
e 2 Ez ' By   e me Ex  e  nvxe  (28)
e2 By2'  me2  e2 n2019 年度に分極効果の導入を行い、マクスウェvze

ル方程式による全電場の求解の見直し、及び運動方程式の見直し、を行った。

E x me  e  n e
vx

By 
e By

(29)

同様に、磁力線に垂直な方向へのイオンの運動p

分極ベクトル P と分極電荷 c は、次式で関係づけられる。

cp    P(19)に関して、次式が導ける。
 e 2 Ez ' By   e mi Ex  zi  nvxi e 2 By ' 2 mi  2xi  n  zi  n

分極電流 jp は、次式で与えられる。

P
j 
t
p


vzi 
(20)

(30)

Ex mi  xi  n i

vx
By 
e By 

(31)

地下の分極電荷モデルとして、震源深さを 24

アナロジーとして、分極ベクトル P と誘導電

km とし、電子はその深さの震源域の中止位置に場 Eind の間に、次の関係が成り立つと仮定する。

点電荷として固定し、震源域内の地表面で正電荷P   0 E

ind

(21)

最終的に次式が導ける。
1
1  2 Etot
 2 Etot  ctot  2
0c  t2

  Eext  v 0  

B
t
 t


ctot cext  cind  0   Etot

が円状に拡散するモデルを仮定した。図 3 は、地表面の正電荷分布である。

P (Y, Z) Z
(22)

X

正 電荷
Y

0

(23)

L0

W0
負電荷（固定）６．電子－イオン 2 流体モデル（ 2019 年 度 - 2022 年 度 ）図 3 地表面の正電荷分布

プラズマの分極を考慮したモデルでシミュレーションを行ったが、磁力線に平行な方向の電子

図 4 は、地下の正電荷の拡散の様子を示したもの運動が十分記述できず、Heki-TEC を再現できなかった。そこで、電子―イオン 2 流体モデルをのである。

構築し、マクスウェル方程式による全電場の求解
v0の見直し、及び運動方程式の見直しを行った。
磁力線に平行な方向の運動方程式は、次式で表される。
 vey

t

 v ey  en  viy

v

e
y

 y

e tot


E y   ye n vey
me

2

e ne
me  y ' viy
e tot
v  
E y   yi  n viyt
 y  mi
i
y

(24)

北
Y

東

X

v0

正電荷

v0
v0

(25)
L0

(26)
─ 48 ─

図4

地下の正電荷の拡散の様子

W0

時刻 t における地下の電荷量 Q(t) は、以下の式に従うとした。
 Qmax  t 
Q t
1  exp    tc   

７．結言
本研究において、物理モデルを構築し、シミュt  tc t  tc Q  t  Q  tc  exp     Qmax  t 
Q  t
1  exp   c  
c

tc 
  

レーション結果を基に更なる物理モデルの改良(32)を行い、最終的に TEC 異常の測定結果を定量的に良く再現できる物理モデルを構築した。
(33)t  tc

参考文献

図 5 は、電子―イオン 2 流体シミュレーショ

1)

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

2)

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

ンで求めた電子数の時間発展、及び地表の分極電
荷の時間発展である。
0.015

8 10

-4

6 10

-4

4 10

-4

0.005

2 10

-4

0

10

20

30

40

Time (min)50

4)

He,L.and K. Heki; J.Geophys.Res. Space Phys.,
122,8659–8678, doi:10.1002/2017JA024012, 2017.

Ne (t)

0.01

0

-3

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

5) J. D. Huba, G. Joyce, and J. A. Fedder:Q(t) (C)Nec (t) / TEC unit

Q(t)

1 10

3)

‘Sami2 is Another Model of the Ionosphere(SAMI2) - A new low-latitude ionosphere model’
J. Geophys. RESEARCH, 105, NO. A10,PAGES 23,035-23,053, OCTOBER 1, 2000.
6) 西川恭冶、大林康二、若谷誠宏；「連続流体物理学」、朝倉現代物理学講座 – 9。

060

図 5 電子―イオン 2 流体シミュレーションで求めた電子数の時間発展、及び地表の分極電荷の時
間発展

─ 49 ─

サブピコ秒レーザー照射による SiO2 結晶の損傷評価のための第一原理計算理論・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

阪大レーザー研
ここで、T0 は運動エネルギー、U は電子間静電相互作

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、近赤用エネルギー、vext は外場ポテンシャル、EXC は交換

外の超短パルスレーザーを用いた微細加工プロセスの相関エネルギー、である。基底状態の電子密度は、(1)シミュレーション手法の高度化を進めている。本報告は、式において E が最小値を取るように決定される。
電子密度が、
規格直交化された 1 電子波動関数を用共同研究の現状と展望をまとめたものである。
ピコ秒もしくはサブピコ秒の高強度パルスレーザー

いて、次のように書けると仮定する。

ne  r    k  r 

を SiO2 結晶などの光学素子に照射すると、光学素子のband から conduction band への電子励起による電子雪(3)k

損傷が起こる場合がある。損傷のメカニズムは、多光子吸収、トンネリング効果、及び電子衝突による valence2

規格直交条件の下で(1) 式の変分を行うことで、
Kohn - Sharm の方程式が得られる。

1
H KS   2  veff  r 
2
H KS k  r    k k  r 崩である。
本研究において、本報告書の共著者である筑波大の矢n  r
veff  r  vext  r    d r  e
 v XC  r r  r

花らが開発した、時間依存密度汎関数理論コード「SALMON (Scalable Ab-initio Light-Matter simulator for

(4)
(5)
(6)

Optics and Nanoscience )」1-3) を用いて、SiO2 結晶にサブここで、veff は有効 1 電子ポテンシャル、vXC は交換

ピコ秒の高強度パルスレーザーを照射した際の、valence

相関ポテンシャル、である。

band から conduction band に励起された電子数密度の時間発展より、電子雪崩のレーザー強度依存性を評価し３．時間依存密度汎関数理論 1-3)
第一原理計算手法である時間依存密度汎関数理論で、た。

結晶の光応答を調べる場合にレーザー電場をベクトル
ポテンシャル A(t) で記述し、A(t) を含む時間依存の２．密度汎関数理論 4)
密度汎関数理論により、全系の基底状態のエネルギー

シュレディンガー方程式を解き、波動関数の時間空間が電子密度の汎関数として一意的に決まることが保証

発展より、光から物質中の電子にエネルギーが移行すされ、1 電子波動関数と電子密度を自己無撞着に決める。

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。

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 
U  ne  r   n  r  ne  r  
1
d r  d r er  r
2(1)(2)

─ 50 ─i i  r , t t2
 1 
e


A



i
t





c

(7)
 2me  vext  r   vH  r , t   vxc  r, t    i  r, t tA t    c  E  t  d t 
0

(8)

0.02

４．時間依存密度汎関数理論により求めた励起電子数密度の時間発展0.015

neex (t) / netot

本研究では、レーザー電場を次式で与えた。単位系
は、ガウス単位系である。
A
 t 
Az  t   0 sin 2   cos  t  0  t  T / 2

T 
(9)
A0

Az  t  
T /2tcos  t 

0.01

0.005



0

電場、光の強度は、次式で与えられる。単位系はガウス単位系である。
1 d Az  t 
Ez  t   
c dt

(10)

I  t   c Ez2  t  / 8

0

5

10

Time (fs)15

図 2 SiO2 結晶における、光強度 1014 W/cm2 の場合の、

conduction band に励起された電子数密度の時間発展(11)

T はパルス幅、 は光の角周波数、c は光速である。

図 2 では、高次の振動が残っているが、その部分を本研究では、T = 15 fs、、光のエネルギー = 1.55 eV（波線形近似し傾きを求め、電子の励起係数（単位時間あた

長 = 800 nm）、としている。図 1 は、光のピーク強度 =りの励起電子数）を求めた。図 3 に記す。●印がI ( W / cm2 )1014 W/cm2、の場合の光強度の時間発展を示す。
1 10

14

8 10

13

6 10

13

4 10

13

2 10

13

SALMON で得られた電子の励起係数の光強度依存性、
実線と点線は Keldysh のモデル 6) で得られたそれである。Keldysh のモデルは、プラズマ物理の分野などで良く用いられる。valence band 内、及び conduction band 内の詳細なバンド構造などは考慮されていない。Keldyshのモデルの入力パラメーターは、バンドギャップと有効質量である。図 3 中の実線は、バンドギャップ = 8.95

0eV、有効質量 = 0.3 me の場合の結果、点線は、バンド
ギャップ = 8.95 eV、有効質量 = me の場合の結果であ
0

5

10

Time (fs)る。SALMON の計算には、電子と光電場の相互作用、

15

詳細なバンド構造だけでなく、電子間の相互作用も含まれている。SALMON の結果の物理的意味に関して、詳

図 1 光強度の時間発展

細に検討する必要がある。
文献 5 で記したように、電子が励起しない程度の光
電場の 2 乗（光の強度）に比例した振る舞いをする。

Conduction band に励起された電子数密度の時間発展も、同様の振る舞いをすることが予想される。図 2 は、文献 5 中の(1) – (5) の考え方を、conduction band に励起された電子数密度の時間発展に適用し求めた、SiO2 結晶における I1 = 1014 W/cm2、I2 = 1012W/cm2 の場合の、励起された電子数密度の時間発展である。図中の neex は励起された電子数密度、netot は全電子数密度である。

電子励起係数 ( / cm3 / s )強度では、SALMON で求めた全電子系のエネルギーは、

36

10

35

10

34

10

33

10

32

10

31

10

30

10

29

10

13

10

強度 ( W / cm2 )図 3 電子の励起係数の光強度依存性
─ 51 ─

14

10

謝辞

５．結言

SALMONを用いて、conduction band に励起され本研究は、HPCI システム利用研究課題（課題番号

た電子数の時間発展、及び電子の励起係数の光強度依

hp220120）を通じて、スーパーコンピュータ「富岳」の存性を求め、Keldysh のモデル 6) で得られた電子の光計算資源の提供を受け実施した。

1-3)

励起係数の光強度依存性との比較を行った。SALMONの計算には、電子と光電場の相互作用、詳細なバンド

参考文献

構造だけでなく、電子間の相互作用も含まれている。

1) 矢花一浩；レーザー研究 44 (2016) 789-793.

SALMON の結果の物理的意味に関して、詳細に検討

2) Atsushi Yamada and Kazuhiro Yabana, Eur. Phys. J. D,

する必要がある。

(2019) 73-87.

励起された電子数が一定数を超えると、電子雪崩が

3) Shunsuke A. Sato, Yasutaka Taniguchi, Yasushi Shinohara,

起こり、SiO2 結晶の損傷が起こる可能性がある。今後、and Kazuhiro Yabana, J. Chem. Phys. 143, 224116 (2015).

SiO2 結晶の損傷閾値の検討なども行う。

4) 藤原穀夫、固体電子構造論、内田老鶴圃 (2015).

矢花らは、時間依存密度汎関数理論とマクスウェル

5) 古河裕之、矢花一浩、長友英夫、三間圀興、ILT 2022
年報、p45 – 52.

方程式を連立させ、レーザー光の結晶内部への伝搬も計算している 1)。今後、レーザー加工の研究に広く活

6) L. V. Keldysh, Sov. Phys. JETP, 20, (1965) 1307 – 1314.

用するためには、上記理論を固体金属とレーザーの相互作用に適用することが大きな課題である。

─ 52 ─

プラズマ発光を利用した光学素子レーザー損傷の評価
レーザー技術開発室
本越伸二
本報告では、レーザー損傷しきい値評価試験の自動化

１．はじめにレーザー装置およびその応用機器には、ミラーやレンを目的に、波長 1064nm 用反射防止コートに対して、顕ズなど、多くの光学素子が使用されている。これら光学

微鏡観測とプラズマ発光計測による損傷検出を比較す

素子は高出力レーザー光に曝されると、しばしば損傷ることにより、プラズマ発光計測による損傷検出の精度（レーザー損傷）を引き起こす。
損傷が発生した部分は、

および課題について検討した結果をまとめた。

当初の光学性能が得られないだけではなく、回折等により後段光学素子の損傷の要因にもなる。そのため、使用

２．プラズマ発光の原理と計測配置

する光学素子のレーザー損傷しきい値を把握し、しきい

パルスレーザー光による光学素子の損傷は、レーザー

値以下のエネルギー密度でレーザー装置を運転する必

光の光電場による光学素子材料の絶縁破壊として説明要がある。

される。光学素子にレーザーパルスが照射されると、レレーザー技術総合研究所（ILT）では、平成 17 年度よーザーの光子エネルギーにより材料の価電子帯電子がり光学素子のレーザー損傷しきい値評価試験を開始し、上準位へ遷移する。材料のバンドギャップエネルギーは

毎年約 50 個の光学素子の試験を行っている。また、平レーザー光の光子エネルギーよりも十分に大きいため、

成 20 年度よりレーザー損傷しきい値データベース化試

価電子帯電子は伝導帯まで直接遷移しないが、含有する

験（以下、データベース化試験）を行ってきた 1)。レー

不純物や欠陥の準位を介して伝導帯まで遷移する場合

ザー損傷しきい値評価試験は試料への照射レーザーフがある。またレーザー光の強度が十分に大きくなると、ルエンスに対する損傷の有無を観察し、損傷確率 0%の多光子遷移過程により直接伝導帯に遷移することが可

最大フルエンスを求めるものであり、その方法は国際規能になる。伝導帯での電子の寿命は数ピコ秒であり、多格 ISO-21254-1～4 にて規格化されている。ここで重要

くの電子は格子にエネルギーを伝達して元の価電子帯なのは損傷の検出方法である。規格では、ノマルスキーに戻る。一部の電子は、レーザー光の電場により加速さ型微分干渉顕微鏡（倍率 10 倍）にて試験前後の表面をれ自由電子となり他の原子に衝突し、新しい自由電子を観察することが述べられている。一方で、オンライン損生成する（衝突電離）。そのためレーザー光のパルス幅

傷検出のために、任意の適切な技術を使用すること、例

が数ピコ秒よりも長くなると、衝突電離が繰り返され、

えば、オンライン顕微鏡技術、光音響や光熱検出、プロ

自由電子がカスケード的に増加し、最終的に臨界密度にーブレーザーや損傷評価用レーザーによる散乱光検出、達すると絶縁破壊となる。絶縁破壊により生成された自が述べられている 2-5)。このオンライン損傷検出は、評由電子とイオンは再結合する。この時に生じるのがプラ価試験の自動化、省力化、そして高精度化のためには重ズマ発光である。

要な技術である。これまでに、顕微鏡以外の損傷検出方

図 1 にプラズマ発光計測の光学配置を示す。損傷発生法として、プローブ光による散乱光計測と、プラズマ発用レーザー光をレンズで集光して評価試料に照射する。

光計測を検討し、微分干渉顕微鏡による損傷検出と比較

評価試料が入射角度 0°に対する反射防止コートの場を行ってきた。結果として、プラズマ発光計測の方が顕合、損傷発生用レーザー光は試料に対して垂直に照射し、微鏡観測に近いことが分かった 6)。

透過光はビームダンパーにて遮光する。プラズマ発光計

─ 53 ─

測には、シリコンフォトディテクタ（ソーラボ製、ったものであり、損傷しきい値も異なることから、プラ

PDA100A2、立ち上がり時間約 32ns）を用いた。フォト

ズマ発光計測による損傷検出精度を確認するには適し

ディテクタは損傷発生用レーザー光に当たらないようていると考えた。損傷しきい値評価方法には 1-on-1 試に、試料裏側斜め方向からレーザー照射位置に向け設置

験を採用し、プラズマ発光計測と同時に微分干渉顕微鏡した。フォトディテクタの受光面には、損傷発生用レーによる表面観察で損傷の有無を確認した。

ザー光からの散乱光を防ぐために熱線吸収フィルター

図 3 に損傷発生用レーザーの照射フルエンスに対すと光量調節用に ND フィルターを挿入した。図 2 に、損るプラズマ発光信号ピーク強度の計測例を示す。顕微鏡

傷発生時に得られたフォトディテクタからの信号を示

観察で損傷が確認されたデータを●、損傷が確認されなす（青色線）。また同時にトリガー信号に用いた損傷発かった（非損傷）データを〇でプロットした。損傷発生

生レーザー光のパルス波形を黄色線で示す。損傷が発生用レーザーの散乱光は十分に小さいため、損傷が発生ししない場合には、
フォトディテクタの信号は数十 mV でない間はフォトディテクタ信号強度は損傷発生用レーあるが、損傷およびプラズマ発光が発生すると図 2 の例

ザーフルエンスに依存せず、ほぼ一定である。急激にフのように 100mV 以上のピークをもつパルス波形が計測

ォトディテクタ信号が増加している 2 例では顕微鏡でされる。このパルスは損傷の大きさに依存して大きくなも損傷が確認されている。一方で、上記の 2 例の場合よるため、プラズマ発光による損傷検出は信号ピークにてり照射フルエンスが低く、フォトディテクタ信号が小さ行った。

い場合でも、顕微鏡で損傷が確認され、●で示されている場合がある。この差がプラズマ発光計測と顕微鏡観察

３．評価試料と損傷しきい値決定法

による損傷しきい値の評価の違いとして現れる。

損傷評価試料には、
波長 1064nm 用反射防止コート 15

損傷が確認されなかったときのフォトディテクタ信個を用意した。これらの試料は、材料および層数が異な号も±10 mV 程度のバラツキがあることが分かる。
これ

Siディテクタ＋フィルターはフォトディテクタおよびオシロスコープの量子化誤差である。この誤差と微小プラズマ発光信号を区別するために、統計的な異常検出手法を用いた 7)。まず非損傷

レンズ f3000
損傷発生用レーザー
波長 1064 nm
パルス幅 10ns

顕
微
鏡

試料

遮光板

図 1 プラズマ発光計測光学配置

時の N 個のデータを元に、フォトディテクタ信号強度の平均値 𝑦𝑦�、標準偏差 𝜎𝜎を求める。非損傷時のフォト

ディテクタ信号強度は t 分布に従うものとすると、95%の確率で非損傷と判断できるフォトディテクタ信号強
度 y の大きさの範囲（95%予測区間）は（１）式で与えられる。
𝑦𝑦 � 𝑦𝑦� � ��0.05, 𝑁𝑁 � 1� � 𝜎𝜎 � �1 �

1
𝑁𝑁

�1�

ここで t (0.05, N-1)は t 分布関数であり、データの存在確率を示す。自由度 N-1 が大きくなるほど正規分布に近づ
き、95%予測区間の信号範囲が狭くなり異常検出精度が
図 2 シリコンフォトディテクタで計測したプラズマ
発光波形例（青色線）。黄色線はトリガ－に用上がることになる。図 3 の測定データの 95%予測区間を実線で示す。

いた損傷発生用レーザーパルス波形。
─ 54 ─

ディテクタ信号 [mV]

いことが分かる。
つまり、図 3 の計測例で示したように、

250

non-damaged
damaged200

低い照射フルエンスで損傷が発生した時にはプラズマ

150

発光を検出できない場合があることを意味している。そ100の違いを明らかにするために、顕微鏡観察とプラズマ発

50

光計測による損傷しきい値の大きさを直接比較した。図05 に比較した結果を示す。顕微鏡観察とプラズマ発光計
0

10

20

レーザーフルエンス [J/cm2]30

図3 照射レーザーフルエンスに対するフォトディテ
クタ信号ピーク電圧測で評価した損傷しきい値が同じならば、測定点は図 5の破線上にプロットされる。図 5 から明らかなように、顕微鏡観察で評価した損傷しきい値が 20J/cm2 未満の場

70
60

４．損傷しきい値評価結果
図 4 に、
15 個の 1064nm 用反射防止コート試料に対す

50

るレーザー損傷しきい値評価結果を示す。青棒は顕微鏡

40

観察により決定された損傷しきい値、赤棒はプラズマ発

30

光計測により決定されたしきい値である。同一仕様の反20射防止コートであっても損傷しきい値には大きな違い
10がある。15 個中 9 個の試料については、顕微鏡観察と0

プラズマ発光計測でほぼ同じしきい値として評価され

0

10

20

30

40

50

60

70
2

た。このことからプラズマ発光計測による損傷検出およ

顕微鏡観察による損傷しきい値

び損傷しきい値の評価は可能であると言える。顕微鏡観図 5 顕微鏡観察とプラズマ発光計測による損傷しき察と一致しなかった試料（D、E,、K,、L、M、N）の結[J/cm ]

い値の比較

果では、プラズマ発光計測で評価したしきい値の方が高損傷しきい値 [J/cm2]

70
顕微鏡

60

プラズマ発光

50
40
30
20
10
0

A

B

C

D

E

F

G
試

H

I

J

K

料

図 4 1064nm 用反射防止コートの損傷しきい値─ 55 ─

LM

NO

合には、プラズマ発光計測点は破線よりも上に位置して板上に蒸着した SiO2 単層膜（3 個）と、HfO2 単層膜（6いる。このことから、照射フルエンス 20J/cm2 未満で損個）を用いた。それぞれの光学膜厚は 3/（=355nm）

傷が発生した場合、プラズマ発光は現状では検出できなとして、損傷しきい値が変化するように成膜時の酸素分

いことが分かった。

圧を調整し成膜した。顕微鏡観察およびプラズマ発光計
測で評価した損傷しきい値の結果を図 6 に示す。2 種類

５．波長 355nm 照射時の損傷しきい値の比較の単層膜で損傷しきい値の大きさは異なっているが、全光学素子の損傷評価に際しては、それぞれの素子の光学ての試料においてプラズマ発光計測による損傷しきい特性、仕様に応じて評価波長を選択し、安定に、精度よ値の方が顕微鏡観察によるしきい値より高い値を示し

く、損傷を検出しなければならない。図 1 に示したプラ

た。SiO2 単層膜の場合、損傷しきい値は 20J/cm2 を越え

ズマ発光計測光学配置で、フォトディテクタの前に紫外ており、図 4 や図 5 の 1064 nm の結果では両者の評価

線吸収フィルターを挿入して、波長 355nm のレーザー結果は一致してよいはずであるが、そうはなっていない。

光照射時のプラズマ発光を計測し、顕微鏡観察による損355nm 照射の場合の不一致は別の要因と考えられる。

傷評価との比較を行った。評価試料には、石英ガラス基

355nm 照射の場合には、レーザー損傷が発生しないフル
エンス領域でも、フォトディテクタ信号が損傷発生用レーザーの照射フルエンスの増加に従って増えているこ

40

顕微鏡

損傷しきい値 [J/cm2]

プラズマ発光30とが確認された。
355nm の散乱光は紫外線吸収フィルタ
ーにより除去できているが、3 倍高調波への波長変換時に発生する 532nm（2 倍高調波）の迷光がディテクター

20に入射され、プラズマ発光検出を妨げるものと考えられる。プラズマ発光は白色光であるため 532nm の迷光を10抑制する必要がある。今後光学配置も含め、532nm 迷光
0

Si‐1

Si‐2
試

Si‐3
料

を防ぎ、355nm、532nm の照射試験においてもプラズマ発光計測による損傷検出が可能になるように改善を図る。

(a) SiO2 単層膜
６．まとめ

25
損傷しきい値 [J/cm2]

顕微鏡

20

プラズマ発光レーザー損傷しきい値評価試験の自動化を目的に、損傷時に発生するプラズマ発光計測による損傷検出つい

15て、顕微鏡観察によるしきい値との比較を行った。波長101064nm 照射試験では、損傷しきい値が 20J/cm2 以上の材料に対しては、両者が良い一致を示し、顕微鏡観察から

50の置き換えが可能であることが分かった。損傷しきい値
Hf‐1 Hf‐2 Hf‐3 Hf‐4 Hf‐5 Hf‐6
試料(b) HfO2 単層膜
図 6 355nm 照射による単層膜の損傷しきい値が小さい試料を評価するためには、散乱光などの迷光に対する S/N の改善やプラズマ発光計測感度の向上が必要である。また波長 355nm 照射試験では、波長変換途中で発生する 532nm の迷光がプラズマ発光計測を阻害すると考えられ、対策を検討する必要がある。
─ 56 ─

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

謝辞
本研究の一部は、大阪大学レーザー科学研究所、なら

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

びに近畿大学大学院総合理工学専攻との共同研究とし

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

て行われた。謝意を表します。

5) L.Sheehan, et al., Proc. of SPIE Vol.3578 (1998) 302.
6) 本越伸二, ILT2022 年報（レーザー技術総合研究所,

参考文献2022）53.

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

7) 山西健司他、情報処理 46（2005）34.

─ 57 ─

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
Hiroyuki Daido, Tomonori Yamada, Koichi Saruta, Masabumi Miyabe, Chikara Ito, Takuya Shibata,著者
Kaoru Inoue, Ryohei Terabayashi, Shuichi Hasegawa
Observation and characterization of quasi-continuous wave kW-class laser interaction with metal and題目metal oxide targets using a high-speed camera and microscopes
論文誌名 Physica Scripta 98 (2023)035112
K. Fujioka, T. Murakami, S. Motokoshi, T. Yanagitani, H. Yoshida, K. Tsubakimoto, K. Yamamoto,著
者
N. Miyanaga
Cascaded energy transfer and enhanced near-infrared emission in visible-pumped Cr and Nd co-doped
題目
Yb:YAG
論文誌名 Opt. Mater. 128 (2022) 112396 (2022)
著
題者 Y. Nakata, K. Tsubakimoto, H. Shiraga, N. Miyanaga, Y. Kosaka, M. Yoshida
Simulation of optical radiation force distribution in interference patterns and necessary conditions for目chiral structure formation on dielectrics

論文誌名 Sci. Rep. 12:15264 (2022)○レーザープロセス研究チーム
Gaik Khosrovian, Seiji Taniguchi, Masayuki Fujita, Tomohiro Tsukihana, Naoto Sakaki, Toshikazu
著者
Ebisuzaki, Masashi Iwashimizu, Takuya Noritake, Shingo Nishikata, Hiroyuki Daigo
題

目 Development of Fast Deformable Mirrors:A Control Model using the Influence Function Approach

論文誌名 OPIC congress, Laser Solutions for Space and the Earth 2022 (LSSE2022)、、1-2、（2022）
著者 藤田雅之題

目 レーザー技術の概要と将来展望

論文誌名 電気計算、vol.90, No.4、pp.16-20、（2022）○レーザー計測研究チーム
M. Ehret, Yu. Kochetkov, Y. Abe, K. F. F. Law, N. Bukharskii, V. Stepanischev, S. Fujioka, E. d'Humiè
著
者 res, B. Zielbauer, V. Bagnoud, G. Schaumann, T. Somekawa, M. Roth, V. Tikhonchuk, J. J. Santos, and
Ph. Korneev
題目 Kilotesla plasmoid formation by a trapped relativistic laser beam

論文誌名 Phys. Rev. E、Vol. 106、045211、（2022）
R. Miyagawa, D. Kamibayashi, H. Nakamura, M. Hashida, H. Zen, T. Somekawa, T. Matsuoka, H.
著
者
Ogura, D. Sagae, Y. Seto, T. Shobu, and A. Tominaga
Crystallinity in periodic nanostructure surface on Si substrates induced by near- and mid-infrared
題目
femtosecond laser irradiation
論文誌名 Scientific Reports, Vol. 12、20955, （2022）
Shohei Matsuda, Nobuaki Nakashima, Keiichi Yokoyama, Seiji Taniguchi, Haik Chosrowjan, Toshihiro
著者
Somekawa, Tomoyuki Yatsuhashi
題

目 Laser-fluence dependence of resonance-enhanced multiphoton reduction of trivalent europium

論文誌名 Chemical Physics Letters, Volume 802, 139759, （2022）

─ 61 ─

○レーザーバイオ化学研究チーム
著者 谷口誠治、佐伯拓、木村優作、石井隆太

題目 液中レーザーアブレーションによる酸化亜鉛微粒子の還元・ナノ粒子化と金属空気電池への応用

論文誌名 光学、第51巻、第5号、pp.243-251、（2022）
Haik Chosrwjan, Seiji Taniguchi, Masayuki Fujita,Tomohiro Tsukihana, Naoto Sakaki, Toshikazu
著者
Ebisuzaki, Masashi Iwashimizu, Takuya Noritake, Shingo Nishikata, Hiroyuki Daigo
目 Development and Control of Fast Deformable Mirrors using the Influence Function Approach
Advanced Solid State Lasers in Proceedings Optica Advanced Photonics Congress 2022, ISBN: 978-1論文誌名
957171-20-3, 2pages, （2022）
題─ 62 ─

国際学会発表リスト○レーザープロセス研究チーム
G. Khosrovian, S. Taniguchi, M. Fujita, T. Tsukihana, N. Sakaki, T. Ebisuzaki, M. Iwashimizu, T.
著 者
Noritake, S. Nishikata, H. Daigo
題 目
会議名
著 者
題 目
会議名

Development of Fast Deformable Mirrors: A Control Model using the Influence Function Approach
OPIC2022, LSSE2022, Laser Solutions for Space and the Earth 2022, 2022 年4月21日, Pacifico
Yokohama
H. Chosrowjan, S. Taniguchi, M. Fujita, T. Tsukihana, N. Sakaki, T. Ebisuzaki, M. Iwashimizu, T.
Noritake, S. Nishikata, H. Daigo
Development and Control of Fast Deformable Mirrors Using the Influence Function Approach
Laser Congress and Exhibition, Advanced Solid State Lasers (ASSL), 2022年12月14日, Barcelona Int.
Convention Centre, Barcelona, Spain○レーザー技術開発室
著 者

Shinji Motokoshi, Kana Fujioka, Junji Kawanaka

題 目

Laser-Induced Damage Mechanism of Thin Films for 193-nm multiple pulses

会議名

Optical Interference Coatings 2022、2022年6月24日、Whistler Convention Center

著 者

Shinji Motokoshi

題 目Laser-induced damage mechanism of optics for multiple pulses

会議名2022 Autumn Conference、2022年11月24日、ラハンセレクト慶州

─ 63 ─

国内学会発表リスト○レーザープロセス研究チーム
著 者 田島孝敏、新村 亮、藤田雅之、遠藤康平、兒玉了祐、星野 健、金森洋史
題 目レーザー積層造形による月面基地建設材料の製造に関する研究

会議名

令和4年度土木学会全国大会、2022年9月16日、オンライン/国立京都国際会館

著 者

藤田雅之

題 目

超短パルスレーザーと物質の相互作用とその応用

会議名

日本金属学会 2022年秋季第171回講演大会、2022年9月22日、福岡工業大学

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土質材料の有効利用

会議名

第66回宇宙科学技術連合講演会、2022年11月2日、熊本城ホール

著 者

藤田雅之

題 目

レーザーの屋外利用に向けた技術専門委員会の取り組み

会議名

レーザー学会学術講演会第43回年次大会、2023年1月18日、ウインクあいち

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43回年次大会、2023年1月18日、ウインクあいち○レーザー計測研究チーム
著 者 染川智弘
題 目

レーザー誘起表面周期構造による道路構造物からの落雪防止について

会議名

2022年度夏季PWC着雪氷防止技術研究クラスター講演会、2022年8月23日、北大電子研

著 者

染川智弘、倉橋慎理、伊澤淳、余語覚文、久世宏明

題 目

ラマンライダーを利用した水中油の遠隔計測技術の開発

会議名

第40回レーザセンシングシンポジウム、2022年9月1日、福山大学社会連携推進センター

著 者

荻田将一、朝日一平、杉本幸代、市川祐嗣、星野礼香、山下望、江藤修三、染川智弘、Haik
Chosrowjan、谷口誠治

題 目

共鳴ラマンライダを用いた微量SO2、NH3ガスの昼間屋外計測

会議名

第40回レーザセンシングシンポジウム、2022年9月2日、福山大学社会連携推進センター

著 者

染川智弘、眞子直弘、倉橋慎理、余語覚文、椎名達雄、久世宏明

題 目

石炭の自然発火予測に向けたCOの遠隔赤外吸収計測

会議名第40回レーザセンシングシンポジウム、2022年9月2日、福山大学社会連携推進センター

著 者

染川智弘、市川祐嗣、荻田将一、杉本幸代、ハイク コスロービアン、谷口誠治、朝日一平

題 目フラッシュ共鳴ラマンライダーによるSO2ガスの漏えい検知技術の開発

会議名

第83回応用物理学会秋季学術講演会、2022年9月23日、東北大学川内北キャンパス＋オンライン

著 者

倉橋慎理、染川智弘、手塚英志

題 目厚肉コンクリート部材への適用に向けたレーザー超音波肉厚測定技術の開発

会議名

レーザー学会学術講演会第43回年次大会、2023年1月18日、ウインクあいち

著 者

染川智弘、倉橋慎理、余語 覚文、久世 宏明

題 目フラッシュラマンライダーを利用した油の遠隔計測技術の開発

会議名

レーザー学会学術講演会第43回年次大会、2023年1月19日、ウインクあいち
中村浩隆、上村拳生、太田裕也、三好雄大、Tatiana Pikuz、菖蒲敬久、冨永亜希、Rapp Ludovic、Rode Andrei、奈良康永、瀬戸雄介、染川智弘、兒玉了祐、尾崎典雅

著 者
題 目

ベッセルビーム微小爆発による透明結晶内部での高圧物質凍結に関する研究

会議名

レーザー学会学術講演会第43回年次大会、2023年1月19日、ウインクあいち
─ 64 ─

著 者

川﨑昂輝、山田英明、長友英夫、弘中陽一郎、山ノ井航平、田中大裕、井手坂朋之、杢野由明、茶谷
原昭義、嶋岡毅紘、三間圀興、染川智弘、佐藤雄二、塚本雅裕、岩本晃史、重森啓介

題 目

直接照射型レーザー核融合のためのダイヤモンド燃料カプセルの開発

会議名

レーザー学会学術講演会第43回年次大会、2023年1月19日、ウインクあいち
荻田将一、朝日一平、杉本幸代、市川祐嗣、星野礼香、山下望、江藤修三、染川智弘、Haik
Chosrowjan、谷口誠治

著 者
題 目

共鳴ラマンLIDARによる有害物質の昼間屋外での検出限界の評価

会議名レーザー学会学術講演会第43回年次大会、2023年1月19日、ウインクあいち
杉本幸代、市川祐嗣、荻田将一、山下望、朝日一平、江藤修三、染川智弘、Haik Chosrowjan、
谷口誠治

著 者
題 目

共鳴ラマン効果による爆発物遠隔計測に関する検討

会議名レーザー学会学術講演会第43回年次大会、2023年1月19日、ウインクあいち

著 者

田中大裕、澤田寛、川﨑昂輝、井手坂朋幸、染川智弘、薮内俊毅、宮西宏併、千徳靖彦、清水智弘、
新宮原正三、重森啓介

題 目

超高エネルギー密度状態下におけるナノワイヤーアレイ内でのエネルギー輸送に関する研究

会議名

レーザー学会学術講演会第43回年次大会、2023年1月20日、ウインクあいち

著 者

上村拳生、中村浩隆、尾崎典雅、Rapp Ludovic、Gamaly Eugene、Rode Andrei、Pikuz Tatiana、菖蒲敬
久、冨永亜希、染川智弘、瀬戸雄介、兒玉了祐

題 目

フェムト秒レーザー微小爆発によるシリカガラスの中距離構造変化

会議名

レーザー学会学術講演会第43回年次大会、2023年1月20日、ウインクあいち

著 者

染川智弘、倉橋慎理、余語 覚文、久世 宏明

題 目フラッシュラマンライダーによる水中油の遠隔計測技術の開発

会議名

第70回応用物理学会春季学術講演会、2023年3月17日、上智大学四谷キャンパス+オンライン○レーザーバイオ化学研究チーム
著 者

題 目

Haik Chosrowjan，Toshihiro Somekawa， Seiji Taniguchi
Investigations of wavelength-tunable nanosecond laser pulse compression charasteristics by SBS
technique

会議名

第83回応用物理学会秋季学術講演会、2022年9月21日、東北大学川内北キャンパス＋オンライン

著 者

谷口誠治、ハイク コスロービアン、稲田順史、本越伸二、藤田雅之

題 目

高出力レーザー伝送への適用に向けた高速動作・高光耐性可変形鏡の開発

会議名

多元技術融合光プロセス研究会、2022年11月1日、東京都立貿易産業センター浜松町館＋オンライン

著 者

H. Chosrowjan，T. Somekawa，S. Taniguchi

題 目Nanosecond pulse compression by SBS technique and investigations of its SHG characteristics

会議名

2023年 第70回応用物理学会春季学術講演会、2023年3月15日、上智大学 四谷キャンパス

著 者

谷口誠治、コスロービアン ハイク、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

レーザー伝送への適用に向けた高速動作可変形鏡の開発

会議名

第70回応用物理学会春季学術講演会、2023年3月16日、上智大学四谷キャンパス+オンライン○レーザー技術開発チーム
著 者

中村崇作、本越伸二、藤岡加奈、吉田実

題 目

青色レーザー光に対する光学素子の耐光性評価

会議名

第43回年次大会、2023年1月18日、ウインクあいち

著 者

本越伸二、藤岡加奈、吉田実

題 目

３Dプリンティングによる光学素子作製の基礎研究

会議名

第43回年次大会、2023年1月20日、ウインクあいち

─ 65 ─

事 業 報 告 書

事

業

報

告

書

（令和 4 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 4 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 4 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大口径の高速動作可変形鏡を開発した。また、レーザーの大出力化を目的として、新しい
い位相差計測手法を用いたビーム結合技術を実証した。
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ため、レーザー加工等の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である、レーザ打音・レーザー超音波法等の非破壊検査技術やレーザーによる環境計測技術の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、光反応を利用した効率的、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理論的研究を行った。また、シミュレーション結果を基に巨大地震前の電離層電子密度 (TEC) 異常現象を再現できる物理モデルの検討を進めた。
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た。また、産学連携の中核的な存在として、技術、情報、人材等の連携・交流を進めた。
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、「ILT2022 年報」の発行、ホームページ更新およびメール配信など積極的な情報発信に努めた。

─ 69 ─

1.

役員等の異動（理事）
年月日
R4.4.25
R4.6.23（改選）R4.6.23（改選）R4.6.23（改選）R4.6.23（改選）R4.6.23（改選）R4.6.23（改選）R4.6.23（改選）R4.6.23（改選）R4.6.23（改選）R4.6.23（改選）R4.6.23（改選）

就 任
林
知則
髙西 一光(再任)
井澤 靖和(再任)
中神 保秀(再任)上原 拓也(再任)
川崎
守(再任)
神﨑
寛(再任)
兒玉 了祐(再任)齋藤 公秀(再任)佐藤 俊志(再任)林知則(再任)
山下
圭(再任)

退 任
坂本 憲志

（監事）
年月日
R4.6.23

就 任
日根野 健

退 任
日根野 文三（評議員）
年月日
R4.5.26

就 任
中野 智之

退 任
大塚 倫生

２． 役員会等の開催(1) 理事会
第 49 回理事会 (令和 4 年 4 月 13 日 みなし決議)
決議事項
・臨時の第 36 回評議員会の招集及び目的である事項
第 50 回理事会 (令和 4 年 5 月 16 日 みなし決議)
決議事項
・臨時の第 37 回評議員会の招集及び目的である事項
第 51 回理事会 (令和 4 年 6 月 2 日 Web 会議)
決議事項
・令和 3 年度事業報告
・令和 3 年度財務諸表
・定時の第 38 回評議員会の招集及び目的である事項

─ 70 ─

報告事項
・職務執行状況の報告
第 52 回理事会 (令和 4 年 7 月 11 日 みなし決議)
決議事項
・理事長、副理事長及び常務理事の選定
第 53 回理事会 (令和 5 年 3 月 9 日 Web 会議)
決議事項
・令和 5 年度事業計画
・令和 5 年度収支予算書及び資金調達及び設備投資の見込み
・育児・介護休業等に関する規程の制定
・就業規則の改定
・給与規程の改定
報告事項
・職務執行状況の報告(2) 評議員会
第 36 回評議員会
決議事項
・理事の選任
第 37 回評議員会
決議事項
・評議員の選任(令和 4 年 4 月 25 日

みなし決議)(令和 4 年 5 月 26 日

みなし決議)

第 38 回評議員会 (令和 4 年 6 月 23 日
決議事項
・令和3年度財務諸表
・改選期に伴う理事の選任
・監事の選任
報告事項 ・令和3年度事業報告
３．賛助会員状況
令和 4 年度末会員数

32 社

４．学会および論文発表
学会発表
論文発表

29 件
10 件

─ 71 ─

Web 会議)71.5 口

(国内：25 件、国外： 4 件)
(国内： 8 件、国外： 2 件)

５．特許等出願件数
令和 4 年度出願件数
令和 4 年度末特許保有件数

4件
54 件

(登録：23 件、公開：21 件、他：10 件)

─ 72 ─

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】
レーザー加工技術の発展に資するため、kW 級産業用レーザーに必要とされる基盤技術の開発を進めた。
(1)波面制御技術に関する研究
レーザービームを高品質化できる波面制御技術について、大出力レーザーの波面歪みを補償する大口径の高速動作可変形鏡を開発した。
(2)ビーム結合に関する研究
レーザーの大出力化において重要性が高まりつつあるビーム結合技術に関し、新
しい位相差計測手法を用いたビーム結合技術を実証した。
［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
レーザー解体は、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。
金属（ステンレス鋼）、金属酸化物（ジルコニア、酸化ガドリニウム、アルミナ等、
熱的特性、機械的特性の異なる酸化物）材料に対するレーザー照射特性を詳細に分析した。それを踏まえ切断時に発生する微粒子を閉じ込め、回収する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
素粒子研究分野で実施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、注入同期型青紫色半導体レーザーの狭線幅化と多ビームアレイによる高出力化の研究を進めた。
［関連する主な受託・共同研究］
・ 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

─ 73 ─

【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の検討を行った。
(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、安全ガイドライン評価基準の具体化を進めるとともに、表面クリーニング、積層造形による建材作製、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を検討した。
(3) レーザーによるナノ構造体生成技術の研究
レーザー加熱によるハイエントロピー合金ナノ粒子作成技術について調査し、具体的な試験条件および生成物の環境応用に関する知見を得た。
［関連する主な受託・共同研究］
・月資源を用いた拠点基地建設材料の製造と施工方法の技術開発
・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の開発を実施した。
(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、非破壊検査システムのさらなる高度化を検討した。また、システムの小型化と欠陥判定
アルゴリズムの信頼性向上、機械学習を用いた欠陥判定技術の開発を進めた。
(2) レーザー打音・レーザー超音波法の応用研究
重機打撃とレーザー振動計によるトンネル切羽での落石危険度の現場評価試験を実施した。新たな応用としてダム嵩上げ時の浮き石検知へのレーザー打音法の適用可能性を検討した。また、レーザー超音波による厚肉コンクリート部材への適用検討も実施した。
(3) レーザーによる環境計測技術の研究
ラマン分光を利用した大気中微量分析が実施可能なレーザー光源などを調査し、海中環境の遠隔評価手法としてフラッシュ方式のライダー技術を開発した。また、レーザー誘起ブレークダウン分光法によるコンクリート塩害評価に向けた基礎検討を継続した。

─ 74 ─

［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・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研究を進めた。また、光反応を利用した効率的、選択的核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
光合成反応に関わる機能酵素について、レーザー計測および理論計算により環境変化に伴う酵素構造の変化を予測した。
(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
多光子吸収過程を利用した核廃棄物分離プロセスについて、基礎的な分離手法を確立するとともに、光反応経路の分析を行った。
［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理論的研究を幅広く行った。また、地震先行現象の物理モデルの検討を進めた。
(1) レーザー加工とその応用に関する理論的研究
相変化、微粒子生成、応力発生などを含め、大気中や水中のレーザー加工過程を記述するシミュレーションコードの精緻化を図った。また、第一原理計算で得られる光電場による励起電子数密度の結果を用いて、SiO2 結晶にレーザーを照射した
際の光励起係数のレーザー強度依存性を評価した。
(2) 地震先行現象の物理メカニズム研究
シミュレーション結果を基に TEC 異常の測定結果を定量的に良く再現できる物
理モデルを構築した。
【レーザー技術開発室】
光学部品や光学材料の技術開発を行い、技術、情報、人材等の連携・交流を進めた。
(1) 光学素子の高耐力化研究
光学素子・材料のレーザー損傷機構解明の研究を行い、紫外用高屈折率材料である酸化ハフニウム薄膜のコーティング条件の最適化を進めた。

─ 75 ─

(2) レーザー損傷評価
光学素子・材料のレーザー損傷試験の自動化のためにプラズマ発光による損傷検出の精度、再現性を評価した。また、青色半導体レーザー光の高出力化に対応する
ために、波長 450nm 用の照射光学系を構築した。
(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技術開発を進めた。フェムト秒パル
スレーザー照射によるシリコーン油からガラスへの変化を確認した。

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 50 件の相談・要望に対し、積極的に対応した。
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｡

─ 76 ─

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) 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)(2) 月資源を用いた拠点基地建設材料の製造と施工方法の技術開発(国土交通省)

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 30 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)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(科学研究費補助金 新学術領域研究(研究領域提案型)(3)海底開発での環境影響評価のための海中フラッシュライダー3D マッピング技術の開発(基礎研究Ｂ)

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。

─ 77 ─

２．研究成果報告会
大阪ならびに東京にて、令和 3 年度の研究成果を報告する研究成果報告会(ILT2022)を開催した。
・7 月 20 日 マイドームおおさか
・11 月 9 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。
・OPIE’2022(レーザーEXPO) 4 月 20 日～22 日 パシフィコ横浜
・光・レーザー関西 2022 7 月 20 日～21 日 マイドームおおさか
・光とレーザーの科学技術フェア 2022 11 月 9 日～11 日 東京都立産業貿易センター 浜松町館

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 4 の国際会議へ参加した。
(1) OPIC 2022(4 月 18 日-22 日、パシフィコ横浜)(2) OPIC2022(6 月 19 日-24 日、カナダ・ウィスラー)(3) 韓国レーザー加工学会(11 月 24 日-25 日、韓国・慶州)(4) Laser Congress2022(12 月 11 日-15 日、スペイン・バルセロナ)

─ 78 ─

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 3 年度の研究成果を年報にまとめ、刊行した。
・「ILT2022 年報」(2021～2022) (令和 4 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、7 月の成果報告会(大阪)にて贈呈式を行った。
レーザー進歩賞
・「光渦レーザーの開発とその応用の開拓」
尾松孝茂氏（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。

─ 79 ─

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

総 務 部

長

（令和 5 年 6 月現在）
─ 83 ─

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)【レーザー計測研究チーム】

主任研究員
研究員
研究員

染川智弘（チームリーダー）
倉橋慎理
松田晶平

【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

本越伸二（室長）

◇総務部

事務局長
総務部長
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）
小玉善文
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㈱コヒーレントシステムズ

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
内田成明

（令和 5 年 6 月現在）
─ 84 ─

【共同研究員】
大阪大学レーザー科学研究所
大阪大学レーザー科学研究所
大阪大学レーザー科学研究所
大阪大学レーザー科学研究所
大阪大学レーザー科学研究所
大阪大学レーザー科学研究所
大阪大学レーザー科学研究所
大阪大学レーザー科学研究所
大阪大学レーザー科学研究所
大阪大学レーザー科学研究所
大阪大学レーザー科学研究所
大阪大学レーザー科学研究所
大阪大学レーザー科学研究所
大阪大学レーザー科学研究所
大阪大学大学院基礎工学研究科
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
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
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情報工学科
国立研究開発法人物質・材料研究機構
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
教授
准教授
准教授
准教授
准教授
准教授
准教授
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
教授
教授
教授
教授
教授
特定助教
教授
非常勤講師
教授
講師
研究員
協力研究員
准教授
教授
教授
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
主幹研究員
教授
教授

─ 85 ─

兒玉了祐
斗内政吉
山本和久
重森啓介
千徳靖彦
藤岡慎介
余語覚文
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
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
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
中井光男
古瀬裕章
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

─ 86 ─

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5年6月現在）

評

議

員

理 事・ 監 事
賛

助

会

員

評

議

員
（敬称略）

重松昌行

住友電気工業株式会社 研究開発本部 技師長

添田純一郎

パナソニック株式会社

高林幹夫

三菱電機株式会社

田中

量子科学技術研究開発機構 量子技術基盤研究部門
関西光量子科学研究所 所長

淳

EW社

システムテクノロジー開発センター所長

先端技術総合研究所

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

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

─ 89 ─

（令和5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

神﨑三菱重工業株式会社 原子力セグメント 原子力技術部長

事

寛

兒玉了祐

大阪大学レーザー科学研究所 所長・教授

齊藤知孝

中部電力株式会社 技術開発本部 技術企画室長

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

山下

知則

監

事

圭

部長

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

西原功修

大阪大学 名誉教授

日根野健

税理士法人日根野会計事務所 代表社員

吉村

株式会社三井住友銀行 大阪本店営業第二部長

隆

グループ長

─ 90 ─

（令和5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

株式会社ダイヘン

株式会社オカモトオプティクス

一般財団法人電力中央研究所

株式会社オプトサイエンス

東芝エネルギーシステムズ株式会社

鹿島建設株式会社

TOWAレーザーフロント株式会社

株式会社片岡製作所

日本電気株式会社

一般財団法人関西情報センター

パナソニック株式会社ライフソリューションズ社

関西電力株式会社

浜松ホトニクス株式会社

株式会社KANSOテクノス

一般財団法人光産業技術振興協会

関電不動産開発株式会社

株式会社日立製作所

関電プラント株式会社

富士電機株式会社

株式会社きんでん

前田建設工業株式会社

株式会社熊谷組

株式会社三井住友銀行

光伸光学工業株式会社

三菱重工業株式会社

株式会社島津製作所

三菱電機株式会社

清水建設株式会社

一般社団法人レーザー学会

住友電気工業株式会社

合計31社

─ 91 ─

（令和5年6月現在）

ＩＬＴ2023

年報

2 0 2 3 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 ㈹