は じ め に
公益財団法人レーザー技術総合研究所の令和 2 年度成果報告書（ILT 2021 年報 33 巻）を取りまとめました。何卒ご高覧の上、ご指導、ご助言賜りますようお願い申し上げます。
昨年度は、三つのチーム横断型プロジェクト研究を並行して進めました。
「革新的小型・高効率
UV レーザー光源の開発」プロジェクトでは、Pr 添加フッ化物ファイバからの赤色（638nm）レー
ザー光を波長変換し、ビーム品質の良い、小型、高出力、高効率、紫外レーザーを実現して、プロジェクトは終了しました。プロトタイプ機は東大柏 II キャンパス内の産学官民連携棟に設置され、ユーザーに開放されています。
「高速移動物体への遠距離・高強度光伝送のための予測的波面制御の研究」プロジェクトでは、高速駆動型可変形鏡の開発を分担しています。3 種類の小型試作機を設計・製作し、目標とする高速性（10 kHz）と高耐力（1 kW/cm２）を実証しました。大型可変形鏡の試作にも着手しました。
「共鳴ラマン効果による大気中微量有害物質遠隔計測技術の開発」プロ
ジェクトでは、近赤外 Ti サファイアレーザーの波長変換による深紫外域波長可変レーザーで、目標とする出力と小型化を実現し、最終年度に予定している野外実験に向けた準備が整いました。
チーム研究では、素粒子硏究分野で計画されている二重ベータ崩壊実験用に Ca 同位体濃縮用 LD
レーザーの開発を開始しました。レーザープロセス分野では、原子炉廃止措置で重要なレーザー切断の実用化に向け、金属、セラミックス、コンクリートなどの切断特性の解明と、切断時に発生する微粒子の飛散防止のための基礎データの集積を進めています。また、土木・建築業界でのレーザー技術の応用・普及をめざし、月面模擬砂を材料とする立体構造物やナノ構造体の形成研究などを進め、併せて屋外でのレーザー利用に関する安全ガイドラインの策定をめざして委員会活動を開始
しました。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診断技術の高度化研究を継続するとともに、落石の予知や工事用配管の減肉検査など新しい分野へのレーザー打音法の適用研究を開始しました。また、海中環境の評価、表面付着物の分析、溶液中の粒度分析など、
ラマン分光や LIBS などを応用した環境計測研究を実施しました。レーザーバイオ化学分野では、
生物・医療・創薬へのレーザー応用をめざして蛋白質や酵素の生理活性構造の解明研究を進め、また、核廃棄物の分離用にランタノイドイオンの光還元研究を進めました。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を幅広く進め、また、地震先行現象が電離層に及ぼす効果をプラズマ物理の観点から理論的に解析しました。レーザー技術開発
室では光学材料・素子の高耐力化研究と、産業界からの依頼によるレーザー損傷評価試験を実施しています。高反射膜や反射防止膜のレーザー耐力データベース構築も、皆様のご協力により、大きく進展しました。
昨年は、島田主任研究員の急逝という大変悲しい出来事に見舞われましたが、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てまいります。
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。
2021 年 7 月
公益財団法人 レーザー技術総合研究所所長

井 澤 靖 和ILT2021 年報（Annual Progress Report 2020-2021）
目 次
は

じ

め

に

研 究 報 告 書
レーザーエネルギー研究チーム
レーザー加工により発生する各種微粒子の観察とメカニズムの考察
48
Ca 濃縮のための峡線幅・高出力青紫色レーザーの開発

1
5―半導体レーザーの光注入同期 ―レーザープロセス研究チーム
月の模擬砂を用いた建設材料の作製

9

高速・高光耐性可変形鏡の開発

14

A Deformable Mirror Operation Control Model using the Influence Function (IF) Approach：Experimental Verification

21

レーザー計測研究チーム
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

29

現場適用を目指したレーザーによる浮石検知技術の開発

32

Reliability of using pipe eigenmodes for non-destructive laser-based inspection of metal pipelines

38

レーザーバイオ化学研究チーム
レーザー計測による蛋白質の機能メカニズムの解明

46

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

50

固体とレーザーの相互作用に関する量子力学的考察

55

レーザー技術開発室
令和 2 年度レーザー損傷しきい値データベース化試験結果―248nm 用光学素子 1000-on-1 試験―

61

発表論文リスト

67

事 業 報 告 書
組
織
図

73

構 成 員 一 覧評議員
理 事 ･ 監 事

88

賛

95

助

会

員

87
93
94

研 究 報 告 書

レーザー加工により発生する各種微粒子の観察とメカニズムの考察
1

レーザーエネルギー研究チーム、2 理論・シミュレーション研究チーム
大道博行 1,4、山田知典 3,4、古河裕之 2、伊藤主税 4、宮部昌文 4、
柴田卓弥 4、長谷川秀一 53（公財）若狭湾エネルギー研究センター、4（国研）日本原子力研究開発機構、5 東京大学

１．はじめにリニウム、さらにコンクリートサンプルを用いた。そ東大、原子力機構、レーザー総研が連携して進めていの際、同センターに設置されている高速度カメラ(Phoる原子力科学技術・人材育成推進事業“レーザー加工に

toron社製)を用い、レーザー照射時に発生し飛散するより発生する微粒子の解析と核種同定手法の開発”の進微粒子等の観察を行った。

捗を報告する 1, 2)。このプロジェクトは福島第一原子力発電所の廃炉に科学技術分野で貢献することを目的にしたものであり、2021 年 9 月までプロジェクトを実施することになっている。
さて廃炉に際し、種々の原子炉構造物等の切断、取出しにレーザー加工技術の適用が期待されている。この中でレーザー加工に伴なう種々の放射性物質を含んだ微粒子等の発生の評価 3,4)とその飛散抑制、回収が課題となっている。本プロジェクトでは、微粒子発生と

図1 QCWレーザー照射による微粒子、溶融物、破砕飛散に関し、基礎に立ち戻って実験的に研究すること

片の発生と飛散の様子とHe-Neレーザーを用いた

えｎになっている。微粒子発生のダイナミックスの観

単色照明光学系による微粒子の発生のダイナミ

察、飛散する微粒子を捕集し、大きさや成分等の測定

ックスの高速度カメラによる観察の配置を行うこと、さらに微粒子を構成する核種をレーザー
吸収分光技術により計測することが、プロジェクトの

これまでの研究を踏まえ以下の諸点に着目して実験

実施内容である。本報告では、これらの中でレーザーを行った。

総研が分担している微粒子発生過程の観察とその物理① レーザーエネルギー吸収の開始に着目すると金過程の考察に関し、研究の現状を報告する。

属とセラミックスで大きく異なる。
② 照射部溶融開始に伴ない溶融池から液滴が飛散する5)。主としてセラミックスでは照射部周辺から破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砕片が飛散5)する。

ている高出力QCWファイバーレーザー光（波長1.07③ 照射部が沸点を超えると沸騰が支配的になる。発μm, YLR-300/3000-QCW-MM-AC, IPG Corporation）

生蒸気の冷却に伴い、核生成と蒸気の凝集が起こりを図1に示すように各種サンプルに集光照射した。金10～100 nm のサイズの微粒子が発生する6)。

属サンプルとしてステンレス鋼（SUS304）、セラミッ④ 電離が進展し、プラズマ化するとレーザーエネル

クスサンプルとしてアルミナ、ジルコニア、酸化ガド

ギーの吸収が急激に進むが、レーザーエネルギーは被─1─

照射物質に届かなくなる7)。
⑤ 蒸気や微粒子とレーザー光、蒸気や微粒子と大気との相互作用にも注目する。
⑥ レーザー照射が終了すると膨張・熱伝導による冷却が進行する。

3. 実験結果
図 1 に示すように、波長 633 nm スペクトル幅 10-3 nm
以下の He-Ne レーザー光を平行化して照明光源として用いた。また高速度カメラの絞りは最大に絞り、照明による影絵が支配的になるようにした。レーザー照射中の動画の典型的なスナップショットを図 3(a)~(e)に示す。
QCWファイバーレーザー光は各種サンプルに向けて図中上から下に向けて照射される。図 3(a)のステンレス鋼の像（黒色部分）では、黒色の盛り上がった部分や、それが破れて塊になって飛散しているところが写っている。この溶融部の周囲に微粒子の集団が煙状に写っている。これらは溶融部の塊がレーザー照射部から外れたと
きや、レーザー照射直後の冷却時に発生していると考えられる。図 3(b)のアルミナでは溶融部の噴出と黒く写っている多くの破片の噴出が観察された。図 3(c)と図 3(d)はレーザー照射開始後 2~3 ms の時のスナップショットである。図 3(c)のジルコニアでは、レーザー照射開始後
3~4 ms までは図中上下の帯状に写っている白色の発光と黒色に写っている照射部付近の溶融物と破砕片の影絵が観察された。レーザー照射の後半では白い帯状の発光が消え、溶融物の飛散を示す影絵が観察された。図3(d)の酸化ガドリニウムではジルコニアと同様なダイ
ナミックスが観察された。またレーザー照射痕の解析で酸化ガドリニウムではジルコニアの数倍の質量が噴出していることが分かった。図 3(e)のコンクリートでは溶

図3

高速度カメラで撮影した波長 633 nm の単色照明

融物や破片が飛散していることが観察された。捕集した影絵のレーザー照射中のスナップショット、(a)微粒子の電子顕微鏡による観察と合わせて物理過程のステンレス鋼、(b) アルミナ、(c)ジルコニア、(d)考察を行っている。また影絵とプルームの発光の同時撮

酸化ガドリニウム、（e）コンクリート、QCW レ

影も行った。さらにプルームのスペクトル測定も行った。

ーザーのパワーは 2.7 kW、パルス幅は 10 ms

─2─ここで紹介した実験結果の詳細は原著論文としてまとめたので、そちらも参照されたい 8)。

的、物理的、機械的特性と溶融、蒸発、沸騰のダ
イナミックスと内部応力の強度分布の関係を調べることである。これらと微粒子発生の実験結

4．考察

果とを踏まえて、種々の物質に関する微粒子生

レーザー加工により発生する微粒子は、レー

成機構の理解を深めることができると考えていザー被照射物質からの蒸気に由来するもの6)、溶る。図4に本研究におけるレーザーと物質との相融物の飛散に由来するもの5)が知られている。こ互作用の概念図を示す。金属とセラミックスでれらはそれぞれクラスター生成や流体不安定性は異なった相互作用の様相を示すことを図3での物理に関係している。さらにセラミックスの示したが、レーザーエネルギーの吸収、その加熱一種であるアルミナやコンクリートでは物質内域からの熱伝導の温度特性の違い、内部応力の部の応力破砕に由来する粒径の大きな破砕片 9)

発生と破砕のしやすさの違いが、相互作用の違が発生する。これは応力による脆性物質の破壊

いに現れているものと考えている。照射痕の観に関係している。実験では、これらの微粒子等が察により、図4(a)の金属では溶融部は照射部に混合する結果となっており、興味深い研究対象留まるが、図4(b)のセラミックスでは溶融や破になっている。

砕した部分は照射部から飛散し金属に比べ深い

1次元圧縮性流体コードを用いたシミュレー

穴が形成されることを定性的に示している。

ションを実施した。このコードは固体、液体、気体、プラズマを同一の方程式で扱っている。また
固体中の応力の分布が計算できる 10)ことをステンレスとアルミナで示した8)。各物質に対し、沸騰、蒸発や溶融のダイナミックスに着目して整理を試みている。例えばジルコニアの計算では、レーザー照射後4 msまででは表面で吸収されたエネルギーは、ミリ秒の時間スケールでは直ちに蒸気に変換される。このコードでは微粒子の発生や液滴、破砕を直接計算することはできな
いが、この時間領域で蒸気由来の微粒子凝集体が生成されることが示唆される。またレーザー
照射後半では溶融池が安定的に形成されることが分かった。この時間領域では溶融池由来の球状粒子が生成されることが示唆される。実験結

図4 (a)レーザーと金属との相互作用、(b)レーザーとセラミックスの相互作用

果との比較対比を通じて、この結果を相互作用のダイナミックスの定性的解釈に繋がるように、

5.まとめ

検討を進める予定である。
シミュレーションの課題の一つは、材料の熱─3─

レーザー加工を用いると照射部に高いパワーを集中

察、LLT2020 年報 pp.1-5

できることから、様々な加工を比較的自在に行うことができる。例えば切断幅を狭くすることも高いエネルギー

2) 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集中性があることから可能になる。一方で高いエネルの開発（委託 研究）

ギー集中性は照射部の温度を高め、蒸発、沸騰により大DOI:10.11484/jaea-review-2020-031

JAEA-Review 2020-031

量の蒸気を生じる。ここで述べてきたように、この蒸気

3) G. Pilot, S. Fauvel, X. Gosse, G. Dinechin, and D. Vernhet,

から 0.1μm 付近のサイズの微粒子が発生する。図 5 に

Measurement of secondary emission during laser cutting of steel

レーザー生成微粒子と大気中の代表的な微粒子等の大equipments, Nucl. Eng. Design 238, 2124-2134 (2008).

これか
きさとそれらの捕集フィルター等をまとめた 11)。

4) C. Dazon, E. Porcheron, C. Journeau, C. Suteau, C. Chagnot, L.

ら、粒子の捕集を考えると 0.1μm 以下のサイズの微粒

Doyen, E. Excoffier, and D. Roulet, Characterization of chemical

子の発生制御と高効率捕集、移送の制御が課題であるこcomposition and particle size distribution of aerosols released duringとが示唆される。一方、数十μｍから数 mm に及ぶ比較

laser cutting of fuel debris simulants, J. Environ. Chem. Eng. 8(4)的大きいサイズの粒子の飛散制御もそれらの回収を考103872 (2020).

慮すると研究課題として興味深い。さらにここで紹介し

5) C. Liu, X. Mao, S. S. Mao, R. Greif, and R. E. Russo, Particle Size

た種々のサイズの微粒子の観察と発生メカニズムとを

Dependent Chemistry from Laser Ablation of Brass, Anal. Chem

整理することは、福島第一原子力発電所の廃炉技術への77, 6687-6691(2005)

基礎的研究としての貢献に限らず、産業用レーザー加工

6) B. S. Luk`yanchuk, W. Marine, S. I. Anisimov, Condensation of

技術やレーザー相互作用物理の高度化にも貢献する課

Vapor and Nanoclusters Formation within the Vapor Plume,

題である。

Produced by ns-Laser Ablation of Si, Laser Phys. 8, 291-302(1998).
7) J. F. Ready, Industrial Application of lasers, Chapter 13, Academic,
1978, New York.
8) H. Daido, T. Yamada, C. Ito, M. Miyabe, T. Shibata, H. Furukawa,and S. Hasegawa,, Generation of particles and fragments byquasicontinuous wave fiber laser irradiation of stainless steel,alumina, and concrete materials, J. Laser Appl. 33, 012001

図 5 レーザー生成微粒子と大気中の代表的な微粒(2021)Open Access; https://doi.org/10.2351/7.0000190
9) T. Yamada, T. Hanari, T. Takebe, Y. Matsunaga, N. P. Long, T.

子等の大きさと捕集フィルター11)

Muramatsu, Proc. the International Congress on Applications of

謝辞
本研究の一部は、日本原子力研究開発機構「英知を結集した原子力科学技術・人材育成推進事業」により実施された「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」（体系的番号 JPJA18B18072148）の助成を受けた。

19-23, 2014, San Diego, California, USA.
10) 古河裕之、部谷 学、中野人志, レーザーピーニングのためのレーザーアブレーション生成プル-ムのシミュレー
ション、 レーザー研究42, 784-791 (2014)11) 日本エアロゾル学会編 エアロゾル学の基礎 森北出版

参考文献
1)

Lasers & Electro-Optics (ICALEO) 2014, Paper number 103, Oct.

大道博行他、レーザー加工における微粒子発生過程の考─4─

2003 年Ca 濃縮のための峡線幅・高出力青紫色レーザーの開発− 半導体レーザーの光注入同期 −48

レーザーエネルギー研究チーム
宮永憲明、時田茂樹 1、韓 冰羽 1、奥田弘礼 1
1

大阪大学レーザー科学研究所
２．48Ca の濃縮について

１．はじめに宇宙誕生直後に粒子と反粒子は等しく生成されたと

2.1 48Ca 濃縮の必要性考えられているが、現在の宇宙では粒子が作る物質だけ

ニュートリノを放出する二重ベータ崩壊（48Ca の場合が残っている。
これは「宇宙の物質優勢の謎」とよばれ、の Q 値は 4.27 MeV）では、反ニュートリノがエネルギ

ニュートリノの性質が謎を解決する鍵と考えられ、二重ーを持ち出すためにベータ線のエネルギーは減少し、ス

ベータ崩壊の研究が注目されている 1)。二重ベータ崩壊

ペクトル幅が広がる。一方、ニュートリノを放出しないとは、図 1(a)に示すように、原子核内の中性子２つが陽二重ベータ崩壊では、反ニュートリノがニュートリノに子２つに変わり、電子(ベータ線)と反電子ニュートリノ

転換して吸収されるために、ベータ線のエネルギーは高が２つずつ放出される現象である。ここで、反ニュート

くシャープなスペクトルとなる。

リノがニュートリノに転換すれば（すなわち、ニュート

カルシウムはアルカリ土類金属の中でも豊富に存在

リノがマヨナラ性を有すれば）、図 1(b)に示すニュート

し、放射性核種を含まない高純度のものが比較的得られ

リノを放出しない二重ベータ崩壊が起こり得るが、その易い。また、フッ化カルシウム（CaF2）結晶は、紫外〜崩壊率はニュートリノの質量に依存し、極めて稀に起こ

中赤外で透明であることから優れたシンチレータ母材る現象である。

であり、さらに、熱伝導率が比較的高いことから熱量計

ニュートリノを放出しない二重ベータ崩壊の観測研にも適している。この特長を利用して、大阪大学核物理

究は世界各国で行われており、48Ca、76Ge、82Se、100Mo、研究センターを中心とするチームは、岐阜県飛騨市の神130

Te、136Xe が対象となっているが、半減期が約 1026 年

岡地下実験室（東京大学宇宙線研究所）に CaF2 シンチ

以上（ニュートリノを放出する場合の 104 倍以上）と推レータを用いた二重ベータ崩壊観測施設（CANDLES）

定されており、ベータ線検出の高感度化と低雑音化が重を構築している 2)。しかしながら、二重ベータ崩壊観測要となっている。

の感度は 48Ca の総量に比例し、天然存在比が 0.187 %しかない 48Ca を濃縮することが強く望まれている。

(a)

電子

e

(b)

電子

2.2 輻射圧による原子偏向 3)

e
m

e
電子

e = e電子

e : 反電子ニュートリノ, e : 電子ニュートリノ

本研究では、２波長レーザーを用いたイオン化法による濃縮ではなく、光吸収に伴う輻射圧（運動量付与）による原子ビームの偏向を利用する。Ca 原子の基底状態
4s2 1S0 は、青紫色の光（波長:422.7 nm 近傍）を効率よく吸収して励起状態 4s4p 1P1 に遷移する。図 2(a)に示すよ

図 1 ニュートリノ放出を伴う二重ベータ崩壊 (a) とうに、この遷移の同位体シフトを利用することで、48Ca

ニュートリノ放出を伴わない二重ベータ崩壊 (b) 2)の選択励起が可能となる。励起状態の 48Ca は蛍光を放出して基底状態に戻る。このとき、光吸収に伴う運動量─5─ベクトルがレーザー光軸方向を向いているのに対して、

３．峡線幅・高出力青紫色レーザーの開発

自然放出の光子出射方向はランダムであるため、図 3 に

3.1 高出力化の方針示すように系全体としては光軸方向に加速を受ける。まレーザー開発のポイントは、「ドップラーシフトを考た、
励起状態の蛍光遷移確率が2.2×108/sと高いために、慮した 48Ca の吸収スペクトルに同調した波長制御性」

Ca ビームがレーザービーム断面を横切る間に 1000 回と「高出力への拡張性と低コスト化」である。表１の方程度の光子吸収・放出が可能であり、48Ca を効率的に選式比較をもとに、上記の条件を満足できるレーザーとし択偏向させることができる。前述の CANDLES 実験装て、狭線幅レーザー光注入同期型の青紫色半導体レーザ

置の IV 期では、約 20 kg の 48Ca の利用が想定されていー (LD) の多ビームアレイ方式を採用した。

る。この量の 48Ca を１年間で濃縮するのに必要なレー

表１ レーザー方式の比較

ザーパワーを仁木氏等の評価 3) に基づいて概算すると、

紫色半導体
レーザー

約 4 kW となる。

0.1

0.5~1

2

500~600

500~1,000

1,000

ビームあたりのパワー (W)
１ワット単価 (万円/W)

ここで、濃縮用レーザーの周波数は、S0 → P1 遷移の1

1

自然幅（34 MHz FWHM）よりも狭い範囲に固定する必

低コスト化の可能性

高い

低い

とても低い

長期安定性

高い

波長変換の
調整が必要

定期的調整
が必要

20

5~15

1

30x30

50x40

80x80

電気・光変換効率 (%)

要がある。また、偏向に伴って 48Ca の吸収スペクトル

Ti:サファイア
レーザーの
２倍波

赤外半導体
レーザーの
２倍波

装置のフットプリント (cm2)は低周波数側にドップラーシフトするとともに、自然幅よりも広がっていく。仁木氏らのモンテカルロシミュレ

3.2 1W 級モジュールーションによると、飽和強度に等しいレーザー光を横切

マスターレーザー・スレーブレーザーモジュールの装って 5cm 走行するときの吸収線幅と平均的ドップラー

置構成を図４に示す。マスターレーザーは、波長可変狭シフトは 50~60 MHz 程度と予測されている 3)。

帯域半導体レーザー（Toptica Photonics, DL Pro, 最大 70mW, スペクトル幅 150 kHz）である。波長計からの信号

40 Ca
40

吸収強度 (a.u.)Ca
λ laser

442.7 nm

10 5
Ca

-22

48

Ca

42
42 Ca

00
11
周波数 (GHz)-1 1に基づいて 0.002 pm（3 MHz 相当）の安定性で発振波長Caの精密制御を行い、48Ca の吸収波長に同調する。スレー

48

44
44Ca

10 4

光子放出

Ca

48
48Ca

Ca

Ph

10 6

ブレーザーは、
ファブリ・ペロー共振器型青紫色 LD（FP-

運動量
運動量

22

光子吸収

(a)

(b)

図 2 Ca 原子の吸収スペクトル (a) と光子の吸収・放出に伴う運動量変化の模式図 (b)3)

LD, 日亜化学, NDV4A16, 約 100 mW）のアレイであり、個々の LD に約 2 mW を注入する。当面は 10 個の LDの出力を一次元アレイ（シート状ビーム）またはバンド
ル状にまとめて、1 W の出力を目指す。
逆進防止器

Ca原子
ビーム

48Ca

狭線幅マスターレーザー

高精度波長計100 mW

LD2

100 mW

電

LD3

100 mW源

LD4

100 mW

LD5

100 mW

コリメータ
るつぼ

422.7XX nm

LD1

レーザー
ビーム
真空
チェンバー

誤差信号

1W
(10ビ ーム)

スレーブ
レーザー

図 3 原子偏向を利用した 48Ca 濃縮の実験配置図

図 4 注入同期青紫色半導体レーザーアレイの構成
─6─

3.4 半導体レーザーの光注入同期

3.3 半導体レーザーの発振特性
図 5 に示すように、スレーブ LD の発振縦モード間隔

上記の予備的検討と発振波長の電流及び温度依存性

は 56.2 GHz（33.5 pm に相当）であり、GaN の屈折率をのデータに基づいて、マスターレーザー光注入によるフ

用いて概算した共振器長は約 1 mm である。利得帯域内

ァブリ・ペロー共振器型青紫色 LD（FP-LD）の波長同の縦モードの中の１本をマスターレーザー波長に同調調試験を行った。Pound–Drever–Hall 法 7, 8) によるフィー

するには、最大で縦モード間隔の半分（28.1 GHz, 16.7 pm）

ドバック制御と波長安定化のシステム構成を図 7 に示だけ移動させる必要がある。この共振周波数シフトを得す。正弦波電流変調したマスターレーザーの出力光の一るための温度変化は、GaN の線膨張係数 4)と屈折率の温部をスレーブ LD に注入し、LD からの光（LD 発振出力

度依存性 5) から 0.25 K と推測できる。また、GaN のバとマスターレーザー光の LD 共振器からの反射成分）をンドギャップエネルギーの温度依存性 6)から評価する

フォトダイオードで検出し、変調信号とミキシングしたと 0.31 K となり、いずれも制御可能な範囲にある。

後に低周波フィルターによって変調周波数成分を除去

そこで、発振閾値近傍で LD を単一縦モード発振させ、し、マスターレーザー光の周波数と LD の共振周波数の駆動電流による内部加熱ならびにペルチェ素子による差に依存する誤差信号を得る。この誤差信号を基に LD

外部加熱によって温度を変化させて、発振波長を測定しの電流を制御して温度を微調整し、LD の共振器長をマた。図 6 に発振波長の電流及び温度依存性を示す。これ

スターレーザー光に対する共振条件に合わせる。

らのデータから、電流及び温度に対して直線的に波長変正弦波発生器化し、各々の感度は 2.05 pm/mA、15.1 pm/K であること

電流変調

アイソレーター

マスターレーザーが明らかとなった。したがって、縦モードをマスターレ

LD
ドライバー

ーザーの波長に合わせるための粗調整を温度制御で行

波長計(Toptica Photonics, DL Pro)

電流
制御

FP-LD

温度制御器

い、Ca 吸収の自然幅内に固定するための微調整をフィ
ミキサー

ードバック電流制御に担わせることができる。なお、図PI制御器

6 の結果は特定の縦モードについて得られたものであるが、利得帯域内にある全ての縦モードについてもほぼ100 mW
422.8 nm

TEC

誤差信号

低周波
フィルター

PD
TEC: Thermoelectriccooler
PD: Photo diode図 7 Pound–Drever–Hall 法による波長安定化システム

同じ電流及び温度依存性が成り立つと考えられる。
注入同期の実験結果を図 8 に示す。変調周波数はスレーブ LD の縦モード共振線幅よりも広くとり、±1 次のサイドバンドのみが生成するように変調度を抑えることが望ましいが、本実験ではマスターレーザー光のキャ
リア周波数と誤差信号との関係を大まかに評価するた
めに、変調周波数を 300 kHz とした。なお、マスターレ
図 5 LD の発振スペクトル（製品カタログデータ）

421.785421.78421.775
421.7725

する方法によって厳密に調整するが、この注入同期の実

421.95(a)421.79波長 (nm)

波長 (nm)421.79530

35

電流 (mA)40

ーザー波長は、48Ca 濃縮実験において蛍光強度を最大化

(b)

421.9

証実験では波長の絶対値は問わない。

421.85

マスターレーザーの波長を変化させたときの誤差信

421.8
421.75号の推移を図 8(a)に示す。同図(b)は(b) 動作点①〜③に
295

300

305

温度 (K)

310

図 6 LD 発振波長の電流依存性 (a) 及び温度依存性 (b)おけるスレーブ LD 出力スペクトルである。動作点①と③においては、マスターレーザー波長に対応するスペク

─7─トルピークが現れているものの、LD の高利得波長域でザーの光注入同期の有効性を確認した。今後は、マスタある 421~422 nm において複数の縦モードが発振していーレーザーを CW 動作とし、外付けの位相変調器を用る。一方、誤差信号が小さい動作点②では、421~422 nm

いて変調周波数と変調指数を最適化し、Pound–Drever–の発振は抑制され、422.8601 nm の成分が最大となってHall 法の性能を最大限に引き出すことで、同期精度の向いる。
図8(a)から誤差信号がゼロとなる波長は422.86015

上を図る。また、フィードバック光学系の簡素化のため

nm と推定されることから、波長誤差±0.05 pm の同調にフォトダイオード検出器は半導体レーザー素子に内精度が得られたことが分かる。 また、図 8(c)は動作点

蔵されているものを用いる。さらに、その次のステップ②における誤差信号の時間変化をプロットしたものでとして、複数の半導体レーザーの光注入同期へと進む計

あり、周波数に換算すると 9.4 MHz (rms) の安定性が約画である。

3 時間にわたって得られていることが分かる。したがって、この試験結果から、個々の LD の最大利得波長域が謝辞

Ca の吸収ピークから 1.5 nm 程度外れていても、十分

本研究は、科学研究費補助金 新学術領域「地下からな注入同期が可能であることが明らかとなった。しかし解き明かす宇宙の歴史と物質の進化（領域代表者：井上

ながら、Ca 吸収の自然幅は 34 MHz（±0.01 pm）であ邦雄）」A02 班「48Ca を用いたニュートリノマヨラナ性ることから、さらなる同調精度と安定性の向上が必要での研究と次世代高感度化技術（代表者：梅原さおり）」

ある。そのためには、マスターレーザーの位相変調周波における分担課題であり、研究チームの梅原さおり氏、数を LD の共振線幅よりも大きくする方法が考えられ

吉田斉氏（大阪大学）ならびに小川泉氏、仁木秀明氏（福る 9)。

井大学）に感謝する。

48

参考文献
1）日本物理学会誌, “物質優勢宇宙の誕生の謎に迫る” 72 (7),480 (2017).
2）https://www.rcnp.osaka-u.ac.jp/candles/index.html;
https://wwwkm.phys.sci.osaka-u.ac.jp/research/r01.html
3）仁木秀明, 他, “二重ベータ崩壊実験用 Ca 同位体のレーザー濃縮”「宇宙の歴史をひもとく地下素粒子原子核研究」
2015 年領域研究会, 2015 年 5 月15-17 日.
4）Properties of Advanced Semiconductor Materials: GaN, AlN, InN,
BN, SiC, SiGe, edited by M. E. Levinshtein, et al., Wiley (2001).
5）N. Watanabe, et al., J. Appl. Phys. 104, 106101 (2008).
6）T. Haneda, “Basic Properties of ZnO, GaN, and Related Materials”,

図8(a) 注入波長に対する誤差信号出力, (b) LD 出in ‘Oxide and Nitride Semiconductors: Processing, Properties, and力スペクトル, (c) 同期安定性.

Applications’, Ed.s. T. Yao and S-K. Hong, Springer-Science(2009).
7）R. Pound, Rev. Sci. Instrum. 17, 490 (1946).

４．まとめと今後の課題
Ca の濃縮に必要な峡線幅・高出力青紫色レーザーの48

開発を目指して、ファブリ・ペロー共振器型半導体レー8）R. Drever, J. Hall, et al., Appl. Phys. B 31, 97 (1983).
9）E. D. Black, Am. J. Phys. 69 , 79 ( 2001).

─8─

月の模擬砂を用いた建設材料の作製
レーザープロセス研究チーム
藤田雅之、遠藤康平 1、兒玉了祐 1、田島孝敏 2、新村 亮 2
1

大阪大学工学研究科、2 大林組
Energy Deposition）法を示す。手順としては、レーザー

１．はじめに我々は、2019 年から月の模擬砂をレーザーで加熱・照射チャンバーの外に設置された粉末リザーバーに模焼成して立体物を作製する研究を行っている。月面探査

擬砂を装填した後、(i) 粉末をノズルから噴射しながら、や火星移住など宇宙での人類活動に際して基地建設を(ii) レーザーを集光照射して砂を溶融させる。(iii) ステ

含むインフラ整備のためには、建設材料を現地で調達すージを移動して所望のパターンで砂を焼成し、(iv) 集光る必要がある。その解決策として、惑星の表土をファイ

ヘッドを焼成厚だけ上げ、(i)〜(iv)を繰り返す。集光ヘ

バーレーザーで焼成・溶融させて積層する方法に着目しッドと粉末供給ノズルは一体化しており、集光点と（複た研究を進めている。同様の研究は、太陽光やマイクロ数のノズルから吐出される）粉末の供給点は一致してい波を用いて行われているが 1)、レーザーを用いた手法でる。

は現在実用化されている選択的な加熱による 3 次元造

一般的に PBF 法は、形状精度が高く、密度が 100％に形の技術（3D プリンター）の転用が期待できる 2,3)。

ならない、一方で DED 法は大型化に適しているという

図１に本研究で適用を検討したレーザー加熱積層造特徴がある。模擬砂という試料に対して積層造形の知見

形の手法を示す。図１(a) に、粉末床溶融結合（PBF :を得るために、2 つの手法について市販の 3D プリンタ

Powder Bed Fusion）法を示す。手順としては、粉末リザーを用いて実験を行った。

ーバーに模擬砂を装填した後、(i) リザーバーの床を上試料としては昨年度と同様、玄武岩を粉砕して模擬月げ、(ii) 砂を敷き均す（ならす）役目を持つリコーター

土「FJS-1」3) に類似する砂を製造した。SiO2 が 51.5%、を移動させて右側のワークエリアに粉末床をつくる。

Al2O3 が 17.6% を占める化学組成で 50%粒径 D50 が(iii) レーザーを集光・掃引して所望のパターンで砂を焼

0.041 mm のものを分級して実験に用いた。模擬砂の焼成し、(iv) 粉末床を焼成厚だけ下げ、(i)〜(iv)を繰り返

結および溶融温度は、それぞれ 1100 ℃、1200 ℃と僅す。

かに 100 ℃の差しかないため、高出力レーザーで瞬時

図１(b) に、指向性エネルギー堆積（DED : Directedに加熱すると、焼結と溶融が混在した状態が生じると予図１ レーザー加熱積層造形法。(a) 粉末床溶融結合（PBF : Powder Bed Fusion）法、(b) 指向性エネルギー堆積（DED : Directed Energy Deposition）法。
─9─

図２ 模擬砂のリコート試験.
測される。最終的には、照射エネルギー密度や掃引速度

図３ (a) レーザー照射中、(b) リコート後の様子.

に応じて“焼結が支配的”または“溶融が支配的”な状
態で積層が進むものと考えられる。

（図２(b)）。この時、ワークエリアの床は、あらかじ
め決めておいた焼成厚分（例えば、0.2 mm）だけ下げて

２．PBF 法ある。新しい粉末を導入する際には、このように砂がう用いた装置は、（株）アスペクトの RaFaEl II 150-HT

まく敷き均されるかを確認するリコート試験を必ず行で、出力 60 W の CO2 レーザーを搭載している。同社はうことになる。同じ素性の砂でも、分級の条件を変えた

テクニカルセンター（東京都多摩市永山）にて、積層造場合には同様にリコート試験を行う。

形における新材料の開発・研究のために有料で技術指導

図３に直径30 mmの古銭形状でレーザーを照射中（図を含めた試験照射を請け負っている。ユーザーは自前の３(a)）、リコートした後（図３(b)）のワークエリアの粉体を持ち込んで、PBF 法での積層造形を試すことがで様子を示す。レーザー出力 45 W、スポット径約 0.3 mm

きる。

で集光し、層厚 0.3 mm に対して掃引速度 1 m/s、走査

図２に模擬砂を敷き均す様子を示す。粉末リザーバー

線間隔 0.02 mm で塗りつぶし照射を行った。照射エネ側からリコーターが右へ移動して砂を運び（図２(a)）、ルギー密度（出力÷スポット径÷掃引速度）は 15 J/cm2

ワークエリアに砂を敷いた後、元の位置に戻ってくるとなる。この条件下では、模擬砂が溶融固化して 1 mm

図４ PBF 法で (a) 金属や樹脂、(b) 砂を積層する様子の比較.
─ 10 ─

図６ ビーズ径の照射エネルギー密度依存性
比例関係が得られたが、照射スポット径が 1mm にも関わらず、エネルギー密度が大きくなると 2〜4 mm のビーズ径になっている。これは、エネルギー密度が大きいと、溶融部の温度が上がり、溶融ガラスの粘度が下がって、周囲の粉体を吸い込みながらスポット径以上に融液
図５ ビーズ系の解析画像例.

解析エリアと照射エが広がったためと考えられる。一方で、温度が低いと融ネルギー密度はそれぞれ、(a) 13×13 mm、36 J/cm2、液の流動性が低く、表面張力が大きくなり小さなビーズ(b) 50×50 mm、280 J/cm2.

が凝集しやすくなったと推測される。このようなデータを元に積層厚を最適化し、今後、立体物の大型化を進め

以下の細かなビーズが凝集し、場所によってはスキャンていく予定である。

面から上に突き出した状態が生じる。その上に砂を敷き均すと、リコーターに引っ掛かって位置ズレと浮きが生

３．DED 法じた（図３ (b)）。図４にこの様子を模式図で示す。一用いた装置は、滋賀県工業技術総合センターに設置し般的な金属や樹脂であれば溶融時に粉体の間の空間がてある三菱重工工作機械（株）製の LAMDA200 で、埋まり体積が減少するため、このような問題は生じない

FANUC 社製の 2kW ファイバーレーザーを搭載してい（図４ (a)）。ビーズの凝集が生じる砂の焼結（図４ (b)）

る。PBF 法でのリコート試験と同様に、DED 法でも粉に特有の課題であると言える。積層厚を増やせばズレは末の流動性をチェックする必要がある。図７に吐出試験解消できるが、層間に隙間ができて砂の焼結板を積み上げただけの構造となり立体物として取り出すことができない。積層厚の最適化が重要となる。
この課題に対応するため、照射エネルギー密度に対す
るビーズ径の依存性を調べた。図５にビーズ径を解析した画像の例として、解析エリアと照射エネルギー密度がそれぞれ、図５ (a) 13×13 mm、36 J/cm2、(b) 50×50 mm、
280 J/cm2 の場合を示す。図中、無作為に選んだ（丸で囲った）10 点のビーズ径を測定して平均値を得た。図６にビーズ径の照射エネルギー密度依存性を示す。概ね、
─ 11 ─

図７ 吐出試験の様子.

図８ ビード形成試験結果. 建材タイルの裏面に表１のレーザー照射条件でビードを形成. スポット径は約 4mm.
(a)〜(c)-1 は吐出無し、(a)〜(c)-2 は吐出ありの場合.
表１ 図７のレーザー照射条件.
レーザー出力（W）

掃引速度（mm/分）

(a)

400

400

(b)

200

200

(c)

100

100

の様子を示す。当該装置の加工ヘッド中央にレーザーの図９ (a) 長さ 20 mm のビードを 4 mm 間隔で 5 本並

出射口があり、その周囲 3 箇所から粉体が吐出される構

べ、(b) 2 mm ずらして 4 本のビードを重ねた結果.

造となっている。粉体の吐出を確認することに加えて、吐出された粉体をボトルに集めてその質量を測定し、リているのは、模擬砂の供給が途切れたためと思われる。

ザーバーからの粉体の供給量を確認した。

また、レーザー照射スポットの周辺に多量の粉体が存在

レーザー照射の条件出しのために基板上へのビード

する PBF 法でのビーズ形成とは異なり、DED 法では粉形成を試みた。DED 法はレーザー照射部に溶融池を形体の溶融が照射スポット（あるいは吐出粉体が交わるス

成するという点でレーザー溶接に通じるところがあり、ポット）の範囲内に限定される傾向があると言える。

ワイヤで材料を供給する代わりに粉体を吐出して供給

ビード形成試験の結果を元に、積層を試みた。図９(a)することになる。図７に建材用セラミックスタイルの裏に、表１(c)の条件で長さ 20 mm のビードを 4 mm 間隔面を基板として用いた際のビード形成結果を示す。図８で 5 本並べた結果を、図９(b) に図９(a)の 5 本のビード(a)〜(c)-1 は吐出無し、(a)〜(c)-2 は吐出有りの場合で、の間に、2 mm ずらして 4 本のビードを重ねた結果を示

表１に照射条件を示す。集光スポット径は約 4mm であす。特に問題無く積層することができ、図９(b) で高さった。いずれの照射フルーエンスも 1500 J/cm2 である。

約 2 mm が得られた。

図８(a), (b)では吐出の有無に関わらず、ビード幅がスポそこで、図９(b)の状態を 1 層と定義して、ビード間

ット径と同じ 4 mm 程度となっている。図８(c)について

隔 4.5 mm で 1/2 層毎に 1 mm ずつ高さを変え、1 層毎には、吐出無しではビード幅が約 1 mm にも関わらず、吐掃引方向を 90 度変えながら 10 回の積層を試みた。図出有りでのビード幅は約 3mm であった。これは、セラ

10 (a) に上面から、図 10 (b) に側面から撮影した試料をミックスのタイルよりも模擬砂の融点が低いことが原示す。図 10 (b) は、図 10 (a) の矢印方向から見た写真

因と考えられ、溶融池が形成されなくても模擬砂を積層であり、図中の☆印が対応する場所を示している。積層できる可能性が示唆されている。途中でビードが途切れ高さとして約 20 mm を達成した。本来なら四角柱形状

─ 12 ─

図 10 図 9 (b)を層毎に掃引方向を 90 度変えながら 10 回積層して得た試料.
が得られる予定であったが、途中で模擬砂の供給が不規ることで層を形成する。両手法ともに一長一短があり、則に途絶えたこともあり、いびつな形状をしている。

目的（例えば、微細化、大型化、複雑な構造形成など）

DED 法の欠点として、一度積層が途絶えると次の層をに応じて使い分けることが求められる。

積み上げる際にレーザー光の集光点がずれて、そこから

今後は、JAXA イノベーションハブの制度の中で、造上への積層ができなくなることが示された。立体物の大

形物の大型化（例えば、5×5×2 cm3 程度））と強度試

型化には安定した模擬砂の吐出が重要となる。

験を進めて行く予定である。

４．まとめ
月面探査におけるインフラ整備のための建設材料を参考文献

現地で調達することを目的として、月の模擬砂をレーザ

1) 田島 孝敏 他, 大林組技術研究所報 No.81 (2017).

ーで加熱・焼成した積層造形による立体物作製の研究を

2) Athanasios Goulas, Daniel S. Engstrøm, Ross J. Friel, “Laser

行っている。模擬砂という試料に対して積層造形の知見

Additive Manufacturing Using Indigenous Lunar Resources”, 7thを得るために、PBF 法と DED 法の 2 つの手法について

European Lunar Symposium, 2019.

市販の 3D プリンターを用いて実験を行った。

3) Athanasios Goulas, Jon G.P. Binner, Daniel S. Engstrøm, Russell A.

PBF 法、DED 法共に粉末の流動性と安定した供給がHarris, Ross J. Friel, “Mechanical Behaviour of Additively

最も重要であり、最初の 1 層目と 2 層目の出来映えが積

Manufactured

層全体の良否に影響を与えることが分かった。また、Proceedings of the Institution of Mechanical Engineers, Part L : J.

PBF 法と DED 法では模擬砂のプロセス温度が異なり、

of Materials : Design and Applications, ISSN 1464-4207, 2018.

現状の最適照射条件では PBF 法の場合、ミリオーダーのガラスビーズが凝集して層を形成するが、DED 法の場合は溶融した砂（主成分はシリカ）が連続して固化す─ 13 ─

Lunar

Regolith

Simulant

Components”,

高速・高光耐性可変形鏡の開発
レーザー計測研究チーム 1、レーザープロセス研究チーム 2、
レーザー技術開発室 3
谷口誠治 1、ハイク コスロービアン 2、稲田順史 2、本越伸二 3、藤田雅之 2

１．はじめに当研究所は平成 30 年度から、国立研究開発法人理化学研究所の委託を受け、三菱重工業（株）とともに防衛装
備庁：安全保障技術研究推進制度（研究課題「高速移動物体への遠距離・高強度光伝送のための予測的波面制御の研究」）に参画している。本研究の目的は、大気中を高速移動する移動体への遠距離レーザー伝送技術の開発とその原理実証にある。この要素技術として現在、レー
ザー伝搬経路の波面擾乱（じょうらん）予測手法の確立、
高速波面センサーの開発、高速・高光耐性可変形鏡の開発、レーザー伝送に用いる高出力 CW レーザーの開発等

図 2 予測的波面制御システムの概略図。先に探索ビーム

を進めており、その中で当研究所は、主に伝送レーザーを遠方に照射し、後方散乱光を波面センサーによりの波面を補償する高速、高光耐性可変形鏡の開発を行っ観測する。これにより伝送地点までの波面の歪みをている。可変形鏡（deformable mirror）とは、薄く柔軟性

予測し、可変形鏡を変形させておくことで伝送レーのある鏡面基板の背面に伸縮する駆動素子を複数配置しザー光の波面を補償する。

て接着し、電圧などの制御信号により鏡の表面形状の変形を可能とした反射鏡のことを指す（図 1）。入射光波

気の熱膨張により起こる光屈折効果）（以下、両者を含面の歪みを補正する補償光学系でよく利用される波面補めて大気揺らぎと呼ぶ。）により波面の歪みが発生する。

正素子の一種である。

探索ビームの後方散乱光を波面センサーで受光すること
により、伝送中に受ける波面の歪みを計測できる。この情報に基づき伝送中の波面の歪みを補正するよう可変形
鏡の表面を変形させる。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ことで、伝送地点でのレーザー

図 1 可変形鏡の断面図

波面が補償され、高いエネルギー効率での光伝送が可能となる。

本研究で提案する波面制御法（予測的波面制御）1) の概本システムに用いる可変形鏡には、大気揺らぎの変動

略図を図 2 に示す。レーザー光を伝送したい遠方の地点をリアルタイムで補正可能な駆動速度が必要となる。大（以下、伝送地点と呼ぶ）に向けて探索ビームを照射す

気揺らぎの変化速度は、伝送距離や大気の風速や温度、る。探索ビームには、伝送中に、大気の擾乱（大気の対伝送レーザーの出力（光強度）などの要因に左右される。

流により空気の密度や温度などが時間とともに変動する

本研究では、伝送距離数キロメートル、最大風速 10 m/s

現象）、およびサーマルブルーミング 2)（光路内の空を想定しており、さらに高速移動物体へのレーザー伝送─ 14 ─

を考慮して、可変形鏡の開発目標を口径 100 mm、最大駆観測され（図4(a)）、FFT解析後の周波数スペクトルには

動速度 10 kHz、光耐性 1 kW/cm2 に設定している。これま10kHzに明確なピークが観測された（図4(b)）。またこのでの研究では、駆動素子に選定したピエゾアクチュエー

照射条件でピエゾアクチュエータの動作を3分以上行っタの高速動作の確認、鏡面基板に選定した高反射（HR）

たが、計測データに大きな変化はなく、LD照射後の接着

コーティングを施した石英またはサファイアガラス基板部に剥離などの変化も見られなかった。これらの結果かの表面形状評価を行うとともに、鏡面とアクチュエータ

ら、1 kW/cm2の高強度レーザー照射下においても高速動

接着時の動作特性の計測、可変形鏡の設計などを行った作が可能であることがわかった。

3)。本稿では、大型可変形鏡の前段階として行った小型（口径 50 mm）の可変形鏡の試作および動作試験、大型（口径 100 mm）可変形鏡の製作に向けた予備実験など、開発の進捗状況を報告する。

２．高速・高光耐性可変形鏡の開発
2.1 選定部材の高速動作・光耐性試験
図 3 選定部材の高速動作・光耐性試験配置

選定した部材の高速動作および光耐性について評価するため、ピエゾアクチュエータと鏡面基板の接着部に模
擬高出力光源（LD）を照射した条件での高速動作試験を行った。高出力レーザーの反射時に最も懸念されるのは、接着剤またはピエゾアクチュエータの先端部が透過光を吸収し発熱することにより起こる接着性の低下であり、高速動作時には接着が剥がれることも考えられる。試験配置図を図3に示す。
鏡面基板には直径100 mm、厚さ1 mmの合成石英基板（片面HRコート）を用いた。HRコーテ

図4 ピエゾアクチュエータ高速動作時（正弦波10 kHz）

ィングの反射率は波長969 nmで約99.1 %である。ピエゾの (a)PD 電圧の時間変化、(b)FFT 解析により得られアクチュエータにはP.840.10（PI社製）、接着剤には透過た周波数スペクトル

光の吸収を抑えるため近赤外領域の光透過率が95 %以上のエポキシ樹脂接着剤（M302-3M、EPOTEK社製）を用

2.2 小型可変形鏡の試作・動作試験

いた。模擬光源には波長969nmのLD（D4F4Q22-969.

本研究では、大気中長距離伝送レーザーの波面補償に[0,6]-500C-IS45-VBG、DILAS社製）を用い、出力100 W

向けて3種の可変形鏡を開発する予定である。1種目は、

で反射面側から接着部に照射した。この時、実地試験で長距離伝送時に最も変化が大きいとされるレーザーの進使用する予定の高出力CWレーザー（波長1064 nm）のビ

行方向（Zernike多項式4）のチップチルト成分）を補正す

ーム径およびビームプロファイルなどを考慮して、照射る鏡（以下Tip-Tilt補正鏡と呼ぶ。）である。2種目は次い部の強度を1 kW/cm2に設定し、レンズを用いてLDの照射で変化が大きいビーム径の拡がり（デフォーカス成分）

面積を直径3 mmに調整した。アクチュータを駆動して反を補正する鏡（以下Defocus補正鏡と呼ぶ。）であり、3射光の方向を変化させ、遠方にフォトダイオード（PD）

種目はその他の波面の乱れ（高次成分）を補正する鏡（以を配置して電圧値の時間変化を計測した。周波数10 kHz、

下高次項補正鏡と呼ぶ。）である。我々は、可変形鏡開正弦波駆動時の結果を図4に示す。PD電圧に周期振動が発の前段階として、可変形鏡の制御手法の検討および動─ 15 ─

作特性を評価することを目的にまず目標の口径100 mm

変化させて鏡面に向かって上下、右左、右上45°、右下45°、よりも小さい口径 50 mm の、3種類の小型可変形鏡を試

左上45°、左下45°の8方向にそれぞれ同じ角度で移動させ作し、動作試験を行った。以下に結果について述べる。

た際の表面形状を示す。可変形鏡がそれぞれの方向に移動していることがわかる。動作精度について検討するた

2.2.1 Tip-Tilt 補正鏡

め、それぞれの状態の移動角度を算出して比較した。図7

試作したTip-Tilt補正鏡の写真を図4に示す。直径50 mmに結果を示す。8方向に対してはそれぞれ1〜8の番号を付のベースプレートの中心から15 mmの位置に3本のピエしてある（図6参照）。観測はそれぞれ2回行い、平均値

ゾアクチュエータ（P840.10-B1、
PI社製）
を三角形配置し、を示した。角度の平均値は0.14 mradであり、位置精度お鏡面基板を接着した（3点支持）。鏡面基板には、平面性

よび繰り返し誤差は設定値の15%以内であった。次に、が高くヤング率が大きい（硬い）直径2インチ、厚さ2 mm

印加電圧に対する移動角度の変化について検討した。まのサファイアガラス基板（片面HRコート、Peak to Valley

ずピエゾアクチュエータの電圧を0 Vに設定し、印加電圧（PV）値: 0.48 μm、Root Mean Square（RMS) 値: 0.11 μm）

を10 Vずつ増加してTip角度（移動方向は図6中の1, 2番）

を使用した。PV値とは、有効表面範囲の中で最も低い位を観測した。図8に結果を示す。印加電圧が小さい条件（<

置と最も高い位置の高低差を示しており、表面全体の平20 V）では電圧に対する角度の変化は線形応答しないが、面度を示す指標としてよく用いられる。RMS値は高低差

20 V~60 Vの領域では線形応答を示した。これらの結果か

分布の標準偏差に相当し、表面の粗さを示す指標として

ら、ピエゾアクチュエータのオフセット電圧を40 Vに設

PV値とともに用いられる値である。接着剤にはM302-3M

定することにより。印加電圧約±20 V、角度0〜0.14 mradを使用した。

の範囲で可変形鏡の線形動作が可能であると考えられる。

(a)

(b)

図 5 Tip-Tilt 補正鏡動作試験配置図

図 4 試作した Tip-Tilt 補正鏡の (a)鏡面、(b)外観

動作試験配置図を図5に示す。各ピエゾアクチュエータ
への印加電圧の設定には任意波形/ファンクションジェ
ネレータ（WW5064、Tarbor Electronics社製）を使用した。
増幅器（E-504.00F、PI）により10倍に増幅した後電圧をピエゾアクチュエータに印加して可変形鏡の表面形状を意図的に変化させた。干渉計（Zygo Verifire 4inch、
AMETEK社製）を用いてこの時の表面形状の変化を観測することにより動作性能を評価した。尚ピエゾアクチュ

図 6 Tip-Tilt 補正鏡を初期状態（中央図）から 8 方向（上エータにはあらかじめオフセット電圧（40 V）を印加し、下、右左、右上 45°、右下 45°、左上 45°、左下 45°）

初期状態からマイナス方向への移動も可能としてある。

に移動させた際の表面形状（移動方向にそれぞれ番

図6に、可変形鏡の初期状態と、印加電圧を最大で±20 V

号 1〜8 を付した）

─ 16 ─

(a)図 7 Tip-Tilt 補正鏡を 8 方向に移動させた際の角度（横(b)

図 9 試作した Defocus 補正鏡の (a)鏡面、(b)外観

軸の 1〜8 は図 6 で移動方向に付した番号を示す）と比べ鏡面中央部のZ変位に2.0 μm以上の差が見られた。
デフォーカス成分の補正可能域について検討するため、観測した表面形状データをZernike多項式（最大4次項）により解析した。Zernike多項式は、チップチルト、デフォーカス（球面収差）、アスティグマティズム（非点収差）、コマ収差などの基準となる表面形状を定義し、それらのZ
変位をX-Y平面上の位置（x, y）の関数としてそれぞれ数
図8 印加電圧に対する小型可変形鏡のTip角度の変化（点線は線形近似直線を示す）式化したものである。Zernike多項式を用いることで、観測した表面形状の中に含まれるそれぞれの成分の割合と大きさ（μm）を分析することが可能である。非印加時の2.2.2 Defocus 補正鏡

鏡面形状はデフォーカス成分（放物面形状）がほとんど

図9に、試作したDefocus補正鏡の鏡面部と外観の写真であり、凸型放物面鏡の表面形状と同様である。ピエゾを示す。ピエゾアクチュエータ１本で鏡面基板の中央をアクチュエータを駆動すると、鏡面の中央部が突出しデ支持し、基板の周囲を金属ホルダーで固定する構造であフォーカス成分の大きさは増大する（反射光の発散が大る。Tip-tilt補正鏡と異なり、Defocus補正鏡と高次成分補きくなるが）が、一方で印加電圧の増加とともに鏡面は

正鏡は鏡面の形状を変形させて使用するため、鏡面基板

放物面よりもやや中央部が突出した形状となり、他の成は平面度が高いだけではなく、ピエゾアクチュエータの分の割合も増加した。このため観測データをZernike多項駆動により変形が起こることが重要となる。この点を考式により解析し、デフォーカス成分の大きさを求めると慮して、Tip-Tilt補正鏡の基板よりも厚みが薄い直径2 inch、

ともに、口径50 mm時の焦点距離を算出し、印加電圧に厚さ1 mmのサファイアガラス基板（片面HRコート、PV

対してプロットした（図11）。焦点距離は-45mから-28m

値: 1.8 μm、RMS値: 0.47 μm）を使用した。接着剤にはまで変化することがわかった。この結果は、平行光の反M302-3Mを使用した。

射時にこの範囲での補正が可能であることを示している。

Tip-Tilt補正鏡と同様の手法によりDefocus補正鏡の動凸面放物面鏡は平行光を集光することはできないが、実作試験を行った。図10 (a)に印加電圧150 V時の表面形状、用上はレーザー光の焦点距離を調整して入射することで、(b)に、印加電圧0 V、150 V時のX-Zプロファイル（Z (x, 0)、

反射光を集光することが可能である。ただし、印加電圧

図10 (a)中白点線）を比較した図を示す。0 V時にも鏡面に対して焦点距離は線形応答を示していないため、そのは凸型形状を持つが、これは鏡面基板自体が凸型形状で制御には検量線を作成するなど非線形応答を考慮した処あること、固定の際に基板端部に圧力がかかるためであ置が必要である。凹面形状動作については、ピエゾアク

る。150 V 印加時には凸型形状がより大きくなり、0V時

チュエータの高さを基板の固定高さよりも低く調整する─ 17 ─

ことにより可能となるが、この場合非動作時にも常に接基板の両面をコートすることにより、片面コート時に起着部に張力が働くこととなり、可変形鏡が破損しやすくこる基板の歪みを補正できる。両面 HR コート基板の PVなる可能性もある。これを解決するため、鏡面基板の固値および RMS 値は片面コート時の約 1/4.5 であり、平面定手法について検討を進めている。

度はより高くなっている。ピエゾアクチュエータと基板(a)の接着に際しては、接着性にばらつきがでないよう、差(b)

動ネジにより各ピエゾアクチュエータの高さを±5 μm以内に調整した。
他の可変形鏡と同様の手法で高次項補正鏡の動作試験を行った。例として、水平コマ、水平トレフォイル収差を可変形鏡で作成し、表面形状を観測した結果を示す。
図10 Defocus補正鏡の (a)150 V印加時の表面形状、(b)高い再現性が得られており、試作品は Zernike 多項式の 3

非印加時（0 V）、150 V印加時のX-Zプロファイル

次項の波面制御が可能であることがわかった。高次項可（図10 (a)中白点線）の比較

変形鏡はピエゾアクチュエータの本数が多く、その間隔が短いため、表面形状の正確な制御を行うためには影響関数（Influence Function）5)を取り入れた手法が必要である。これに関しては、動作試験の結果を含め次の報告で詳細に述べる 6)。
(a)

(b)

図11 印加電圧に対するDefocus補正鏡の（◯）デフォー
カス成分の大きさ、（●）焦点距離の変化

2.2.3 高次項補正鏡
試作した高次項補正鏡の鏡面部、外観の写真を図 12 (a)、(b)にそれぞれ示す。鏡面の中心点と、中心から 12 mm の

図12 試作した高次項補正鏡の (a)鏡面、(b)外観
(a)

(b)

位置に計 6 本のピエゾアクチュエータを六角形に配置した。鏡面基板の周囲は固定せず、基板の端部（中心から24 mm）に 30°間隔で 12 本のアクチュエータを配置し、計 19 点で鏡面基板を支持した。これにより鏡面の周辺部の形状を変形できるため高次成分を補正しやすくなる。
接着剤には M302-3M（EPOTEK）を、鏡面基板には口径

図13 高次項補正鏡により形成した表面形状の例

2 inch、厚さ 1 mm の合成石英基板（両面 HR コート、PV(a)水平コマ収差、(b)水平トレフォイル収差値: 4.0 μm、RMS 値: 0.97 μm）を使用した。高次項補正鏡
は複雑な形状の補正を行うためピエゾアクチュエータ間

2.3 大型可変形鏡の設計・試作の間隔が狭くなることから、鏡面基板には、サファイア

小型可変形鏡の試作と動作試験により得られた知見をガラスよりもヤング率が低く（柔らかく）、より変形をもとに、目標である大型（口径100 mm）可変形鏡の設計・受けやすい石英の方が適していると考えられる。また、試作を開始した。図14に、試作した口径100 mm Defocus

─ 18 ─

(a)補正鏡のピエゾアクチュエータ配置および外観の写真を(b)示す。鏡の中心部にピエゾアクチュエータを配置し、中心から 24 mmの距離に6本のピエゾアクチュエータを配置した（7本支持）。基板の周囲は金属アダプターにより固定した。ピエゾアクチュエータには小型Defocus補正鏡で使用したものと同等品を用い、鏡面基板には口径100
mm、厚さ1 mmの合成石英基板（片面HRコート、PV値:

図14 口径100 mm Defocus補正鏡試作品の (a)ピエゾ

18.8 μm、RMS値: 5.3 μm）を使用した。試作品の動作試

アクチュエータ配置、(b)外観（鏡面接着後）

験の結果を図15に示す。図15 (a)は、中央のピエゾアクチ

(a)

(b)

ュエータに75 V印加し、周囲6本のピエゾアクチュエータにはデフォーカス成分をより正確に再現するよう影響関数を考慮してそれぞれ補助的に電圧を印加した状態での表面形状の観測結果である。鏡面は凸型形状となっており、基板の歪みからくる形状の崩れを周囲のピエゾアク
チュエータで補正しているため、対称性も保持されてい図15 Defocus補正鏡の中央部のピエゾアクチュエータ

る。図15 (b)は、中央部のピエゾアクチュエータの印加電への (a) 75 V印加時の表面形状、(b) 非印加時（0 V、図圧を0 V、15 V、75Vとし、周囲のピエゾアクチュエータ中点線）、15 V印加時（破線）、75 V印加時（実線）のに補助的に電圧を印加した際のX-Zプロファイルを比較

X-Zプロファイル（(a)中白線部分）の比較。周囲6本のアしたものである。電圧の増加に従い中央付近の領域におクチュエータにはdefocus形状を補正するよう補助的に電いて凹型形状から平面形状、凸型形状へと変化させるこ

圧を印加した。

とができた。0 Vから75 Vに印加電圧を増加させた際の中

(a)

(b)

央部のZ変位の増加は7 μmであった。
ピエゾアクチュエー
タへの最大印加電圧は150 Vであることから、最大約15μm の範囲でのデフォーカス成分の補正が可能と考えられる。ただし、周辺部については基板自体の形状、固定時の圧力の影響により平面性が保持されていないことから、平面性の高いサファイアガラス製基板の適用、基板
図 16 大型（口径 100 mm）高次項補正鏡の設計図の周辺部の固定方法の検討などを行う予定である。図16に、口径100 mmの高次項補正鏡の設計図を示す。ピエゾ(a)ピエゾアクチュエータ配置、（b）外観（鏡アクチュータは6角形配置とした。支持本数は61本である。

面接着後）

この配置は試作した小型高次項補正鏡の中央部の配置を拡張したものであり、ピエゾアクチュエータ間の距離も３．まとめ

ほぼ同様である。等距離配置でピエゾアクチュエータの本研究では、高速移動物体への遠距離・高出力レーザ本数を増加することにより、高速駆動時の基板振動の抑ー伝送技術の実現のため、伝送時に起こる大気擾乱やサ

制や、さらに高次の成分（Zernike多項式の4次項)の波面

ーマルプルーミングによる光波面の歪みを補償可能な高制御に期待できる。今後試作を進め、波面制御および高速・高光耐性の可変形鏡の開発を目指して選定部材（鏡速動作試験などにより、その性能を評価する予定である。

面基板、ピエゾアクチュエータ、接着剤）を接着した状

─ 19 ─

態で高速動作・光耐性試験を行い、10 kHz の駆動速度おわれた。ご協力頂いた国立研究開発法人理化学研究所、

よび 1 kW/cm2 の高い光耐性が可能であることを示した。

三菱重工業（株）の関係者各位に謝意を表します。

またチップチルト、デフォーカス、高次成分をそれぞれ補正する小型可変形鏡を試作し、動作試験を行いそれら

参考文献の性能評価を行った。今後、これまでの研究で得られた

1)

特開–2020-80367 (P2020-80367A).

知見を元に、開発目標である可変形鏡の大型化（口径 100

2)F. G. Gebhardt and D. C. Smith, IEEE J. Quant. Elect.,mm）を進める。この技術は、長距離光通信や光無線給電

QE-7, pp.63-73 (1971).

などの産業分野だけでなく、高精度天体観測 や地上レ

3)

谷口誠治他、ILT2020 年報、pp.9-15.

発
ーザーによる宇宙デブリ除去 9)といった宇宙利用など、

4)

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

展が期待されている応用分野にも必要なものである。今5)

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

7)

8)(2008).

後もこの技術の確立を目指して研究を進めていく。

謝辞
本 研究は 、防衛装備庁安全保障技術研究推進制度
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」）の支援の下行

6)

Haik Chosrowjan et al., ILT2021 年報.

7)

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

8)

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

9)

T. Ebisuzaki et al., Acta Astronautica, 112,pp.102 -113

─ 20 ─

(2015).

A Deformable Mirror Operation Control Model using the Influence
Function (IF) Approach: Experimental Verification
Laser Process Research TeamHaik Chosrowjan, Seiji Taniguchi, Yoshifumi Inada, and Masayuki Fujita
1．Introduction

arranged 61 piezo-actuator (PA) DM was described

Many optical systems suffer performance degradation due

theoretically for “open-loop” applications. The control was

to light wavefront (WF) distortion. When an optical wave

achieved by a prior displacement mapping of each individual

propagates through an inhomogeneous medium such as a thick,actuator in the DM along the normal to the thin mirror surface,low-quality glass or turbulent atmosphere, refractive index

while all other actuators were constrained at their nominal

differences in the lateral cross-section of the optical beam along

positions, and determining the effect of that displacement on thethe propagation path cause optical phase distortions. Various

shape of the whole DM. We have described physical principles,

Adaptive Optics (AO) techniques are often used to compensate

mathematically characterized, and compared two model cases,for such phase aberrations. AO systems often consist of an

namely, with- and without crosstalk between the neighboring

active optical element such as a deformable mirror (DM) to

PAs in the DM. Calculation examples for WF distortion

correct the dynamic WF distortions. While AO has its roots incompensation with- and without crosstalk between theastronomy1), it is currently used in a wide variety of medical andneighboring PAs were presented and the importance of taking

industrial applications as well2).

into consideration the crosstalk effect in the DM control

There are two main AO approaches for the optical WF
correction. Indirect approach3): in this case a WF corrector, but

procedure was unambiguously shown both qualitative andquantitatively.5)

no WF sensor is used. A performance metric (M2, Strehl ratio,

In this report, experimental verification of the DM “open-

or PIB (power in the bucket)) is defined, and stochasticloop” operation control using the influence function (IF)optimization methods are used to improve the performance

approach is presented. Although we have designed and built

metric hence, indirectly correcting the WF distortions. Directseveral DMs with 3 (tip/tilt control only), 7 (focus/defocus

approach : it is implemented with a WF corrector, a WF

control only), and 19 PA DMs, for space limitations, results forsensor to measure the aberrations present in the incoming beam,

only 19PA DM are presented here.

4)

and a feedback control algorithm to link these two elements inreal-time. Both approaches are based on a “closed-loop”
negative-feedback technique hence, they are relatively slow
because of convergence time requirements for multi-channel
DMs. In specific AO applications with the DM corrector where
fast (~ 10 s) convergence is required, “closed-loop”
approaches are often not applicable. In contrast, by an “openloop” 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 report5), a control model for hexagonally

2．19PA DM and its 19 influence functions
In Fig. 1 the arrangement, numbering, and distances
between 19PAs spiraling from the center are shown in thefrontal (X, Y) profile of the DM. The coordinates of each PA
are known. Here we remind that the normalized shape of theDM when poking a single actuator is called inuence function6)(IF) for that specific actuator. Each DM with N number of PAs
will have N IFs. In general, the IFs can be determined by abinitio calculations, modeling, and/or direct measurements. Dueto the complexity of the DM and materials used (thin mirror─ 21 ─

substrate, special glue, PAs, precision screws, a metallic base,the installation, and an optical quality (RMS < /10;  = 1064

etc.), we determined the IFs for all 19 PAs by directnm) mirror surface flatness is achieved.
To obtain the IF of a given PA experimentally, one

measurements using the ZYGO interferometer Verifire

maximally displaces that single PA while no voltages are

Dynaphase (AMETEK).

applied to other actuators. Then the whole shape of the DM,
which is related to the IF for that given PA, is measured. For a
DM with 19 PAs, 19 IFs must be determined. Often, thedisplacement of a given PA affects only its closest neighbors, so
the IF can be determined around the immediate vicinity of thegiven PA. This is clearly seen from the measurements shown in
Fig. 3 for 3 PAs (PA1, PA2, and PA12).

Fig. 1. The positions, distances, and numbering of 19PAs (small
red-yellow dots) in the DM.
The mirror substrate of our 19PA DM is 1 mm thick,double-site high-reflection coated [1064 nm & 633 nm] quartz
substrate with 50.8 mm diameter. In Fig. 2 (a) the DM substrateflatness (RMS ≈ 0.455 m) prior to installation is presented. In
Fig. 2 (b) the same substrate flatness (RMS ≈ 0.075 m) ispresented after the installation and approximately ~ 5V bias toeach PA.

Fig. 3. Measurement’s procedure and some results fordetermining the IFs for 19PA DM. (a and a′): views of
the DM when ±5 V are applied to PA1; (b and b′):views of the DM when ±5 V are applied to PA2; andFig. 2. (a) The DM mirror substrate flatness prior to installation;(c and c′): views of the DM when ±5 V are applied to(b) The DM flatness after the installation and ~ 5V bias

PA12, respectively. On the bottom panel (left) theto each PA. The color code for ±1 m displacement

surface flatness prior to each measurement cycle isinterval shown in the middle is the same for both (a) andshown, while on the bottom (right) the color code for(b) cases.

± 9 m displacement interval, common for all
measurements, is shown.

As it can be seen from Fig. 2, the slight curvature and Ast45
astigmatism of the DM substrate is almost compensated after─ 22 ─

The DM displacement Zi(x, y) for ith PA is related to thecorresponding influence function IFi(x, y) by the following

ces between the individual PAs, etc. For a given DM, theseequation:parameters cannot be changed by applying an external voltage.
From the linear-fit slope, the crosstalk component for the 14th
𝒁𝒁𝒊𝒊 �𝒙𝒙, 𝒚𝒚� � 𝑪𝑪𝒊𝒊 ∗ 𝑽𝑽𝒊𝒊 ∗ 𝑰𝑰𝑰𝑰𝒊𝒊 �𝒙𝒙, 𝒚𝒚�

(1)

PA can be determined to be ~ 0.2 [m/Volt] or ~ 12.8 %. For
precise control of the DM operation, the crosstalk components

Here the Ci [m/Volts] is the ith PAs response constant, Vilarger than 3 % cannot be neglected and should be incorporated[Volts] is the externally applied voltage to the i PA, and IFi(x,into the procedure for determining the DM control voltages.

thy) is the unitless normalized influence function of the ith PA. For
each PA at (xi, yi) coordinates, the corresponding value of the IFi

3. Procedure for determining control voltages for a DM

at (xi, yi) is unity, i. e., the IFi(xi , yi) = 1. Hence, from eachwith crosstalk components

measured Zi(x, y) both Ci and IFi(x, y) for the ith PA can be

We have accurately measured influence functions and Ci

determined if the value of the externally applied voltage Vi is

components for all 19 PAs in the DM and experimentally

known. As an example, in Fig. 4 the measured displacements

confirmed that only the closest neighbors of the ith PA contributeof the 5th (red), 9th (black), and 14th (green) PAs vs. the voltage

a crosstalk component to its displacement. To consider theapplied only to the 5th PA are presented. For clarity, in Fig. 4 wecrosstalk contributions from the neighboring PAs for theomit the measured displacements of the other 16 PAs. From thereproduction of a given wavefront, a set of linear equations must

linear-fit slope, the C5 coefficient can be determined to be ~ 1.56

be composed and solved. This is illustrated in Fig. 5 for 2 PAs[m/Volt]. Moreover, it is clearly seen that while the 9th PA is(numbers 1 and 8) and the group of 19 linear equations (Eq. 2).

not influenced by the 5th PA movement, the displacement of the
14th PA, even without direct voltage applied to it, slowly
increases as the voltage to the 5th PA increases. This is a direct
demonstration of the crosstalk effect existence in our 19PA DM.
It originates mainly by the DM material parameters such as thestiffness, roughness, aspect ratio, number-, position-, and distan-Fig. 5.

Illustration of the crosstalk contributions of theneighboring PAs on PA1 and PA8 in a 19PA DM,
respectively.

𝒁𝒁𝟏𝟏 �𝒙𝒙𝟏𝟏 , 𝒚𝒚𝟏𝟏 � � 𝑪𝑪𝟏𝟏 𝑽𝑽𝟏𝟏 � 𝑪𝑪𝟐𝟐 𝑽𝑽𝟐𝟐 𝑰𝑰𝑰𝑰𝟐𝟐 �𝒙𝒙𝟏𝟏 , 𝒚𝒚𝟏𝟏 � � 𝑪𝑪𝟑𝟑 𝑽𝑽𝟑𝟑 𝑰𝑰𝑰𝑰𝟑𝟑 �𝒙𝒙𝟏𝟏 , 𝒚𝒚𝟏𝟏 � �Fig. 4. An example of the crosstalk (influence) of the PA5 on its
two selected neighbors PA9 and PA14. Measured
displacements of the 5th (red), 9th (black), and 14th
(green) PAs versus the voltage applied only to the 5th PA.

�𝑪𝑪𝟒𝟒 𝑽𝑽𝟒𝟒 𝑰𝑰𝑰𝑰𝟒𝟒 �𝒙𝒙𝟏𝟏 , 𝒚𝒚𝟏𝟏 � � 𝑪𝑪𝟓𝟓 𝑽𝑽𝟓𝟓 𝑰𝑰𝑰𝑰𝟓𝟓 �𝒙𝒙𝟏𝟏 , 𝒚𝒚𝟏𝟏 � � 𝑪𝑪𝟔𝟔 𝑽𝑽𝟔𝟔 𝑰𝑰𝑰𝑰𝟔𝟔 �𝒙𝒙𝟏𝟏 , 𝒚𝒚𝟏𝟏 � ��𝑪𝑪𝟕𝟕 𝑽𝑽𝟕𝟕 𝑰𝑰𝑰𝑰𝟕𝟕 �𝒙𝒙𝟏𝟏 , 𝒚𝒚𝟏𝟏 �(2)

𝒁𝒁𝟖𝟖 �𝒙𝒙𝟖𝟖 , 𝒚𝒚𝟖𝟖 � � 𝑪𝑪𝟖𝟖 𝑽𝑽𝟖𝟖 � 𝑪𝑪𝟐𝟐 𝑽𝑽𝟐𝟐 𝑰𝑰𝑰𝑰𝟐𝟐 �𝒙𝒙𝟖𝟖 , 𝒚𝒚𝟖𝟖 � � 𝑪𝑪𝟕𝟕 𝑽𝑽𝟕𝟕 𝑰𝑰𝑰𝑰𝟕𝟕 �𝒙𝒙𝟖𝟖 , 𝒚𝒚𝟖𝟖 � �𝑪𝑪𝟗𝟗 𝑽𝑽𝟗𝟗 𝑰𝑰𝑰𝑰𝟗𝟗 �𝒙𝒙𝟖𝟖 , 𝒚𝒚𝟖𝟖 � � 𝑪𝑪𝟏𝟏𝟏𝟏 𝑽𝑽𝟏𝟏𝟏𝟏 𝑰𝑰𝑰𝑰𝟏𝟏𝟏𝟏 �𝒙𝒙𝟖𝟖 , 𝒚𝒚𝟖𝟖 �─ 23 ─

In the group of Eqs. 2, the Zi(xi , yi) are the resulting

Finding the solution of the Eq. 3 is straightforward:

displacements of 19 PAs (referred to as Z – displacement
vector). Vi(xi , yi) are the voltage signals to 19 PAs (referred to asࢂ ൌ ࡹି૚ ൈ ࢆ

V – voltage vector). Let us look at the first equation in the group(4)of Eqs. 2. The total displacement of the PA1 results from theHere M -1 is the inverse matrix of M. Summarized, when M

applied voltage to the PA1, and contributions from the 2nd, 3rd,

matrix is known, for each given Z – displacement vector

4 , 5 , 6 , and 7 PAs, respectively. In Fig. 5 it is illustrated by(wavefront) it is straightforward to determine the V – voltage

a black dotted circle. Similarly, the total displacement of thevector.

th

th

th

th

PA8 results from the applied voltage to the PA8, andcontributions from the 2nd, 7th, 9th, and 19th PAs, respectively. In

4. Experimental setup and results

Fig. 5 this is illustrated by a black broken ellipse. In analogy, theTo determine the V – voltage vector, one needs to know thetotal displacement of any i PA results from the applied voltage

influence matrix M. We have measured all nonzero

to the ith PA, and contributions from the neighboring PAs. As acomponents of M for 19PA DM (quartz substrate, double-site

result, one will get a set of 19 linear equations with 19 variables

HR coated [1064 nm & 633 nm], with 1 mm thickness and 50.8

Vi , (i = 1…19), and by solving it, one will get the values of the

mm diameter) using ZYGO interferometer (Expression 1).

th

Vi voltages required for reproducing a given DM surface Z(x, y).
Expression (1)Influence matrix M for home-made 19PA DM

It is very convenient to write the system of linear equations (Eqs.
2) in a matrix formalism, i. e.
ࢆൌࡹൈࢂ

(3)

We will not carry out quantitative analyzes of the M matrix here.
Here Z is the displacement vector, V is the voltage vector andM ≡ Mij = Ci * IFi (xj, yj) is the DM response (influence)
matrix of the 19x19 size. M is a unique matrix for our 19PA
DM incorporating all crosstalk components between individual
PAs. Note that the structure of the M matrix depends on thegeometry of the DM, the line-up, and the numbering of the PAs.
The physical meaning of the M matrix structure is easy tocomprehend. On the ith column (jth row) are all thosecomponents that are affected by (affect) the displacement of the
ith PA (jth PA). The Mij component of the M matrix shows theinfluence component of the ith PA on the jth PA.

We only mention that the crosstalk components with lesser than
1 % contributions have been omitted in M.
We have constructed an experimental setup to obtain theperformance characteristics of the 19PA DM (Fig. 6(a)). Briefly,
an FPGA (field-programmable gate array) system andcorresponding software controlled by the PC were introducedin front of the 19 PA amplifiers (Fig. 6 (b)). A desired optical
wavefront was created by a PTC Mathcad software and the Z =Zi(xi, yi) (i = 1...19) displacement vector was calculated. Using
the M matrix and Z, the V vector was calculated and applied tothe corresponding PAs. The DM surface shape was measured

─ 24 ─

and characterized by the ZYGO interferometer (Fig. 6(c)).

Fig. 6. FPGA-based 19PA DM control system. (a) Frontal viewof the DM; (b) an FPGA system, a PC for software
control, and 19 PA amplifiers; (c) DM in front of the
ZYGO interferometer.
First, we have performed experiments to reproduce theindividual Zernike polynomials for two cases: with- andwithout taking into consideration the crosstalk components
between individual PAs. In all examples, the Single Index
Zernike polynomials are used according to the definition of the
ANSI Z80.28/ISO 24157 standard6), hence they have notredefined again in this report. All calculations were performed
using a code written for PTC Mathcad Prime 3.0 software. The
results are presented in Fig. 7 (the figure caption is given on thenext page). In the left column, the calculated Zernike
polynomials with all Ci coefficients equal to 4 m are presented.
In the middle column, the measured Zernike polynomials arepresented when applying the Vi voltages to corresponding ith
PAs taking into consideration the M matrix. In the right column,
the same is done with neglected crosstalk components in the M
matrix (all non-diagonal elements in M are set to zero). We notethat in Fig. 7 the color codes for calculated (Mathcad) andmeasured (ZYGO-AMETEK) Zernike polynomials differ.
─ 25 ─

surface experiences about 1.5 times larger deformation thandesired.

Fig. 7. (This figure starts from the previous page) Left column:

Fig. 8. Quantitative comparison examples between calculated-

Calculated Zernike polynomials with Ci = 4 m; i = 2(∣Ci∣ = 4 m) and measured surface profiles with-…15; Middle column: Zernike polynomials reproduced(∣Ci∣≈ 4 m) and without (∣Ci∣≈ 6 m) taking intoby the DM using M matrix; Right column: Zernike

consideration

polynomials reproduced by the DM without M i. e.,components in the M matrix for Tip_Y, Tilt_X,

crosstalk components are neglected (all non-diagonal

Defocus, and Focus, respectively.

thenon-negligible

crosstalkelement values are set to zero). Note that the color codes(top row) for the calculated (Mathcad) and measured(ZYGO-AMETEK) Zernike polynomials differ.

Let us now assume that wavefronts with randomly
distributed Zernike components are detected and should be
reproduced by our 19 PA DM. In these experiments, we will

Although the appearances of both sets of measured data inconsider only the case when the crosstalk components in the M

Fig. 7 are qualitatively satisfactorily, a closer inspection of thematrix are not neglected. Three “detected” wavefront patterns

measured data reveals that quantitatively the case when non-were created by a PTC Mathcad software and corresponding Z

negligible crosstalk effect between the neighboring PAs exists= Zi(xi, yi) (i = 1...19) displacement vectors were calculated.

but is neglected, erroneous sets of V – voltage vectors are

Using the M matrix, the V vector for each Z vector was

obtained. As an example, this is demonstrated in Fig. 8 for

calculated and applied to the corresponding PAs in a similar

Tip_Y (C2), Tilt_X (C3), Defocus (-C5), and Focus (C5) cases,

manner described above. The results are summarized in Fig. 9.

respectively.

The reproduced shapes of the DM surface overall positively

In Fig. 8 one can clearly see that when the crosstalk effects

correlate with the desired (calculated) wavefront shapes.

are not neglected in V vector calculations, the resulting PA

However, a closer comparison between achieved- versus

displacements and hence, the DM surface deformation

desired wavefront profiles in horizontal/vertical directions (Fig.

quantitatively reproduces the given desired shape well. On the9, bottom row) reveals that in quantitative terms the quality ofcontrary, when the crosstalk effects are neglected in V vector

the reproduced shapes is not satisfactory yet. The main reason

calculations, the generated voltages often overshoot.

for this has been identified to be the insufficient number of PAs

Consequently, PA displacements become larger, and the DM

covering the DM surface. The fewer number of PAs (just 19) in─ 26 ─

our DM does not allow full reproduction of the desired

PA DM was constructed and characterized only as a prototype

wavefront. For instance, in horizontal and vertical directions,for 61PA DM, which is the primary goal of our research andonly one and three PAs, respectively, encounter for direct

development within the scope of the present project.

reproduction of the Z. In conclusion, we note that the present 19

Fig. 9. Examples of the random wavefront distortion compensation by the 19PA DM. Top row: calculated random wavefront patterns;
Middle row: measured wavefronts. Note that the color codes in desired- and achieved wavefronts differ. Bottom row: (brokenlines) calculated- and (solid lines) measured horizontal (red) and vertical (blue) profiles of each wavefront pattern investigated.
6．Summary and Conclusions

reproducibility of the wavefronts by the 19PA, 5 cm diameter

A deformable mirror (DM) control model based on the

DM is quite good. However, the reproducibility of higher-orderprior determination of the Influence Functions (IF) of individual

Zernike polynomials, as well as randomly generated

piezo-actuators (PAs) in the DM is described for “open-loop”

wavefronts, is not satisfactory yet. The main reason for this has

applications. Two control cases, with- and without neglecting

been identified to be the insufficient number of PAs covering

the crosstalk effects between the neighboring PAs in the DM,

the DM surface. At present, efforts are made to build andare elucidated. A 19PA DM, a prototype for 61 PA DM, hascharacterize a 61PA, 10 cm diameter DM for high-power laser

been built, experimentally characterized by the IF control model,

beam transmission applications in turbid media.

and demonstrated by reproducing the individual Zernike
polynomials and synthetically generated random wavefronts. It

Acknowledgment

was experimentally demonstrated that when the crosstalk
between the neighboring PAs is not negligible, it must be taken

This work was supported by the Innovative Science andTechnology Initiative for Security, ATLA, Japan.

into consideration for successful control and operation of thereal DM.
For the lower-order polynomials up to C11, the quantitative
─ 27 ─

References
1)

P. W. Milonni: Am. Journal of Physics, 67 (6), 476 – 485, 1999.

2)

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

3)

M. S. Zakynthinaki, and Y. G. Saridakis: Numerical Algorithms,

5)

Annual Progress Report, No. 30, 16 – 21, 2020.
6)

33 (1), 509 – 520, 2003.
4)

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

M. B. Roopashree, A. Vyas, and B. R. Prasad: ACEEE Int. J. on
Control System and Instrumentation, 03 (02), 10 – 14, 2012.

M. Rais, J.-M. Morel, et al.: Appl. Opt., 55 (28), 7836 – 7846, 2016.

7)

─ 28 ─

https://www.iso.org/obp/ui/#iso:std:iso:24157:ed-1:v1:en

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
レーザー計測研究チーム
染川智弘
１．はじめにまた、海上観測を容易にするため、300×600 mm のブレ

日本の領海・排他的経済水域は国土の面積の 12 倍程

ッドボード上に作成した非常に小型で可搬性のあるシ度も大きく、レアアースに代表される海底鉱物資源やメステムである。

タンハイドレートの採掘、CO2 を海底地層に圧入して大レーザーは海上での観測を想定して小型で可搬性の規模削減を目指す CCS(Carbon dioxide Capture and

高い Continuum 社の Minilite を使用した。
波長 532 nm を

Storage)、石油などのエネルギー資源を輸送する海底パ出力した際のパルスエネルギーは 20 mJ（パルス幅：5

イプラインなどの有効な海底利用が期待されている。海ns）であり、繰り返し周波数は 10 Hz で動作させた。レ

底開発では資源探査手法の開発だけでなく、海底インフ

ーザーヘッドの大きさは 267×172×63.5 mm、重さはラのメンテナンスや事故の早期発見、海底開発に伴う海3.6 kg である。また、レーザーの電源も、大きさ 381×

洋生態系・環境への影響評価が重要とされている。現状

197×365 mm、重さ 14.5 kg であり、500 W 程度の電力の採取・採水測定では評価の頻度や評価可能なエリアにで動作するため、海上観測が容易である。望遠鏡はマク限度があり、広範囲にわたる領域を短時間でモニタリン

ストフカセグレン式であり、口径は 127 mm、焦点距離グできる手法の開発が望まれる。筆者のグループでは、は 1500 mm である。望遠鏡で集めたラマン散乱光は、広範囲な海を効率よくモニタリングすることを目指し

レンズでコリメートした後に、波長 532 nm のエッジ、て、海水中に含まれるガスや、油の濃度などを、遠隔か

ノッチフィルターで、微弱なラマンライダー信号計測を

ら、ラマン散乱で測定するラマンライダー技術を開発中阻害するレイリー光などを除去している。その後、ダイである。ライダーシステムを船舶に搭載し、レーザー光

クロイックミラーで波長を分離し、油、水のラマン波長を船上から海へ照射可能な海上ラマンライダーシステの干渉フィルターによって波長を限定し、光電子増倍管

ムを開発し、沼津や竹富島近海での海上観測を実施して（PMT）とオシロスコープでライダー信号を記録してきた 1-8)。

いる。使用した干渉フィルターは、油の C-H 対称伸縮

本報告では、海上ライダー用に開発した小型ラマンラ

モードである 2910 cm-1 に相当する波長 628 nm と水のイダーシステムによる水中油の測定結果を紹介する 8)。

O-H 対称伸縮モードである 3400 cm-1 に相当する波長

水中に置いた石英セル内の油試料に対して、
2910 cm-1 の649 nm である。

C-H の対称伸縮モードに相当する波長 628 nm でのラマ
ンライダー計測によって、油の距離情報と定量評価が可

600 mm
M

M

PMT

300 mm

能であることがわかった。

２．海上ライダー用の小型ラマンライダーシステム
図 1 に海上ライダー観測用に開発した小型ラマンラ
イダーの光学配置を示す。本ライダーシステムは、海底パイプラインからの油流出事故の遠隔検出を目的として、油のラマンライダー信号が測定できる仕様である。

─ 29 ─M

Nd:YAG laser（532nm, 20 mJ,
10Hz）

1: Dichroic mirror
2: 532 nm edge filter
3: 532 nm notch filter

4
PMT

5 1

23

4: Interference filter ( Oil: 628nm(FWHM: 2 nm) )5: Interference filter (H2O: 649nm (FWHM: 2 nm) )PMT: photomultiplier tube

図 1 小型ラマンライダーの光学配置

長水槽は 30 cm 角の開口であり、長さは 6 m である。

３．長水槽による水中油の遠隔計測実験
開発した小型ラマンライダーシステムの性能を評価

入出射の窓には合成石英を利用しているため、紫外光のするために、長さ 6 m の長水槽を利用してライダー計測

入射も可能である。長水槽は水道水で、油試料セルが浸を実施した（図 2）。本実験では、油漏えいの模擬試料

かる高さまで満たしている。

として、キャノーラ油（植物油）を利用した。油試料は

図 3 に長水槽を利用した水中油のラマンライダー計

光路長が 5, 10, 20 mm の 4 面が研磨面である蛍光セルに測結果を示す。100 回積算信号の 5 回平均のライダー信入れ、6 m の出口窓の直前に設置した。レーザーは蛍光号を取得した。距離 0 m は、入口窓部分に設置したスク

セルに垂直に入試させ、観測視野中のレーザーと油の相リーンからのライダー信号で決定し、水の屈折率を 1.33

互作用長を変化させることで、測定する油の量を変化さとして水槽中の距離を換算した。
上から光路長 20, 10, 5 mm のセルを設置した場合の油せた。

の波長でのライダー信号であり、比較のため一番下に同時に測定した水の波長でのライダー信号も載せてある。
水のライダー信号は、すべての光路長の油試料でほぼ同じ信号が得られたため、水チャンネルの典型的なライダ
ー信号として光路長20 mmの場合の結果を示している。
油のライダー信号は、5.6 m 付近から立ち上がり、6m を越えた 6.2～6.4 m 付近にピークを持ち、油の厚みによってピーク強度や信号の幅に違いが見られる。このよ
うに、油のチャンネルでは 6 m 付近で限定的なライダー
信号のピークが得られているのに対し、水のチャンネル
では 4.8 m 付近から信号が立ち上がり、6 m 付近でピークが見られる。水のチャンネルでは、4.8 m から信号が立ち上がっている。これは、送信レーザーと受光望遠鏡の観測視野が重なってから信号が得られるためである。
以上から、本ライダーシステムで、水中の油試料に対しても、油特有のライダー信号の検出に成功しており、水中にある物質の同定だけでなく、位置情報も得られることがわかった。

図 3 長水槽での水中油ラマンライダー信号

図 2 長水槽による水中油の遠隔計測実験の様子
─ 30 ─

４．まとめレーザーを利用した海中のリモートセンシング手法の新たな応用を目指して、海底パイプラインでの油漏えい事故を遠隔から評価する手法を開発している。レーザ
ー光を長さ 6 m の長水槽中で伝搬させ、水中に置いた油の2910 cm-1 のラマン信号に相当する波長628 nm のライ
ダー信号を測定した。今後は、本システムを利用した海図 4 油試料の光路長と油のライダー信号強度の関係

上観測によって適用可能性を実施するだけでなく、ICCDカメラを利用した時間ゲートスペクトル測定も実距離 6 m の位置に設置した油のライダー信号は 2 m

施したい。

程度の空間幅を持っている。本実験で使用したパルス幅
5 ns のレーザーパルスでの空間分解能は、水中の屈折率

謝辞

1.33 を考慮すると、0.56 m となるはずだが、本実験で得られたライダー信号の空間分解能は計算値より悪い。こ

本研究は JSPS 科研費 JP25871083, JP15H05336,
JP18H01929 の助成を受けて実施した。

れは、水中特有の乱流の影響ではないかと考えており 9)、
今後、水中ライダーへの水中乱流の影響を評価したい。

参考文献

また、より空間分解能の高いライダー計測を実施するに

1）

T. Somekawa, A. Tani, and M. Fujita: Appl. Phys. Express, 4,112401, 2011.

は、パルス幅がピコ秒などのレーザーの利用や、ライダ
ー信号のピーク立ち上がり時間での距離を決定するな

2）

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

どの手法の検討も必要になると考えている。

3）

T. Somekawa, T. Takeuchi, C. Yamanaka, and M. Fujita:

図 4 に油試料の光路長と油のライダー信号強度の関係を示す。ライダー信号強度は油から得られたライダー

Proc. of SPIE, 9240, 92400J, 2014.
4）

信号の面積で評価している。誤差は 5 回連続して測定した結果の標準偏差である。6 m の位置に何も置かなかっ

T. Somekawa and M. Fujtia: EPJ Web of Conference, 119,25017, 2016.

5）

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

た際のライダー信号での油位置に相当するライダー信Abstracts of the 24th Congress of International Commission

号面積の標準偏差をσとすると、検出限界（3σ）は 1.51

for Optics, P3-08, 2017.

mm となる。したがって、本ライダーシステムは、海上6）観測を容易とする小型なシステムであるが、1.5 mm 厚01021, 2017.
7）程度の油の漏えい検出が可能である。

8）

電力の LD 励起のナノ秒パルスレーザーも市販されている。これらのレーザーを利用することで、より遠方で

T. Somekawa, S. Kurahashi, J. Kawanaka, and M. Fujita,
Proc. SPIE, 10791, 1079104, 2018.

本実験で使用したフラッシュランプ励起のナノ秒パルスレーザーと同程度の大きさで、より高出力で低消費T. Somekawa and M. Fujita, EPJ Web of Conferences, 176,

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

9）

検出感度の高い検出も可能になるだけでなく、船や水中ドローンにシステムを搭載することも容易になり、本手法の適用範囲が広がるのではないかと考えている。

─ 31 ─

O. Korotkova and J. -R. Yao, Opt. Commun. 460, 125119(2020).

現場適用を目指したレーザーによる浮石検知技術の開発
レーザー計測研究チーム
倉橋慎理、コチャエフ オレグ、島田義則
１．はじめに速に行われる必要がある。浮石の確認作業など、作業員

火山地や丘陵地を含むと国土の７割以上が山地であがやむを得ず切羽に近づく機会があるが、これを低減するとされる日本の道路整備において、トンネルは交通のるための機械化や遠隔化などの技術が防護対策として不通区間や到達時間の増大などの問題の解決に寄与し、望まれている。

急峻な斜面における自然災害の回避や災害時の緊急道（公財）レーザー技術総合研究所では、これまでレー路としての役割を担う重要な構造物である。また、都市ザーによるトンネルコンクリートの欠陥検査技術の開部においては交通需要に対する環境保全や、地下空間の発を行っており、実際の鉄道トンネルや道路トンネルに活用など土地の有効利用が注目されており、今後もトン

おいて、コンクリートの浮きを検出する実証試験を行っ

ネルの新規工事の重要性は高まるとされている。

てきた 4),5),6)。山岳トンネル工事にこれらの技術を適用す

山岳トンネルの工法は、矢板と呼ばれる土留め用の板るための研究を 2018 年度より継続して実施しており、を掘削面にあてがい、支保工により支え、これらをコン

切羽における浮石も、原理的にはコンクリートの浮きとクリートで巻き立てることにより土圧を覆工で支持す同様に、浮石の形状や周囲との接触の状態によって決まる矢板工法（在来工法）
による施工が一般的であったが、る固有のモードで振動することを示した 7)。本稿では、1980 年代以降は、掘削後直ちにコンクリートを吹き付

昨年度に引き続き、山岳トンネルの切羽に比較的近い構

け、支保工、ロックボルトを併用し地山の保持力を利用造を模擬できる砕石場の切羽において浮石検知の実証

してトンネルを保持する工法を用い、掘削に伴う変形が試験を実施したので、その結果について報告する。

収束した後で覆工を施す、NATM （New Austrian
Tunneling Method）と言われる施工が主流となった。

２．実証試験

全建設業の二倍近い値を示していた山岳トンネル建2.1 実証試験実施場所

設工事の災害発生頻度 1)は、工法の変化に伴い大幅に減

山岳トンネルの切羽を模擬した検査対象として、兵庫少し全建設業の頻度に漸近はしたが、依然として高い状県にある砕石場において、現在も砕石作業を継続して実態にあることが問題となっている。

施している区画のうち一角を借り、浮石検知の模擬試験

切羽とよばれる山岳トンネル工事における掘削の最を実施した。図 1 に試験実施箇所の様子を示す。A 点は先端では地山が露出しており、浮き石と呼ばれる地山か

硬い岩盤からなっており、ブレーカーの打撃により生じら剥離した岩石の落下等（肌落ち）による労働災害がたた振動の伝播が断層の有無でどう変わるかを測定する

びたび発生している。作業員が切羽に近づいて実施するための実験を実施した。B 点は浮石が存在することを予装薬、支保工建込などの作業で災害発生が多い 2),3)。肌め確認した箇所であり、ブレーカー打撃により生じた振落ち防止対策の一つに、浮石落とし（「こそく」とも呼動をレーザー振動計を用いて計測し、健全部と浮石におばれる。）がある。「こそく」はブレーカー等の建設機

ける応答の差異から、浮石検知が可能であるかを検討す

械を用いて比較的小さな浮石を予め落とす作業のことるための試験箇所として選定した。

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、地山の状態に

2.2 実験配置変化が生じ肌落ちにつながる恐れがあるため、作業は迅─ 32 ─

これまで開発を行ってきたレーザーによるトンネル

図 1 砕石場の様子

コンクリートの欠陥検査技術においては、振動の励起、

2.3 実験方法

検出ともにレーザーを用いて行ってきた。覆工コンクリ

岩盤が固く、一部断層を有する箇所を検査対象 A とートの浮きに比べて、切羽における浮石は一般にサイズし、ブレーカーで励起された振動の様子が断層の有無にが大きく、また、トンネル建設工事の現場では粉塵等がよりどのように異なるかを計測した。図 3 に検査対象 A

多いため、レーザーで十分大きい振幅の振動を生じさせを示す。ブレーカーの打撃位置を中心として、上下左右ようとすると、出力エネルギーの大きいパルスレーザー

方向に500 mm間隔で計測を行った。
計測箇所は便宜上、が必要となり、コストの増大が避けられないと考えられ

打撃位置に近いところから①、②、…、とし、上下左右る。そこで、現場にあるブレーカー等の建設機械を用いそれぞれ 6 点ずつ計測を行った。各計測点において得らて岩盤を打撃し、その際生じる振動をレーザーで遠隔計れた信号波形に対して、高速フーリエ変換を行い、振幅測して浮石の検知を行う手法を提案した。

スペクトルを得た。

図 2 に実験配置図を示す。検査対象である岩盤をブレ

浮きと健全部を有する岩盤を検査対象 B とし、ブレーカーとよばれる先端に「のみ」のついた建設機械によーカーで励起された振動の様子が浮石と健全部でどのり打撃し、生じた振動を 10～15 m 離れた位置に設置しように異なるかを計測した。
図4 に検査対象B を示す。

たレーザー振動計測装置により検出する。配置図におけ計測箇所の把握のため、測定範囲 5 m×5 m を 1 m ずつる赤の破線がレーザー光路を示している。振動計測装置

ロープで区切り、それぞれ 1～5 列、A~E 行とした。ブ

からの出力光を検査面に照射し、散乱光として戻ってき

レーカーの打撃位置を 4 隅として、打撃位置近傍の 3×3た光を信号光として検出する。計測位置を走査するため

マスで計測を行った。岩検ハンマーで予め浮石と健全部の二軸スキャナとレーザー振動計が除振台の上に設置の判定を行っており、浮石を赤（×）、健全部を緑（●）、されており、それらが防音防塵筐体に格納されている。

ブレーカーで打撃すると剥落しそうな程度の浮きを黄

今年度は筐体を車両に搭載することで、計測にかかる工色（▲）で表した。ブレーカーを用いて検査領域近傍の程の削減を試みた。レーザー振動計、スキャナそれぞれ健全と判断された岩盤を打撃し、各メッシュ内に設定しのコントローラは PC により制御される。レーザー振動

た点検箇所における振動の様子を、レーザー振動計を用計により計測された振動波形はオシロスコープによりいて計測した。ブレーカーによる打撃位置を固定した状記録される。また、検査面を打撃したタイミングを決定

態で、スキャナを用いてそれぞれの点検箇所にレーザーするために集音マイクを利用し、ブレーカーが岩盤を打光を照射し、振動の様子を計測した。各計測点において撃した際に発生した音をトリガ信号として用いた。

得られた信号波形に対して、高速フーリエ変換とウェー─ 33 ─

図 2 実験配置

ブレット変換を行い、それぞれ振幅スペクトルとスカロ
グラムを得た。

2.4 実験結果と考察
図 5 に検査対象 A において、ブレーカーによる打撃
位置を中心としたときの左側の計測箇所から得られた信号波形と、右側の計測箇所から得られた信号波形、またそれぞれを高速フーリエ変換して得られた振幅スペクトルを示す。右側の計測箇所から得られた信号波形では、打撃位置に近いほど振幅が大きく、離れていくほど減衰していく様子が見られた。
振幅スペクトルから、
180
Hz 程度の比較的低周波成分を持つ振動が励起され、②の位置では大きく減衰されて観測されたが、それ以降ではほぼ同程度の振幅で伝播している様子が見られた。②
図 3 検査対象 A の打撃位置と各計測箇所

以降で観測された約 750 Hz や 1 kHz 以上の比較的高い

左⑤の位置に断層が存在する

周波数成分を持つ振動は距離に応じて減衰する様子が見られ、岩盤においても周波数が高くなると減衰しやす─ 34 ─

いことが分かった。一方、断層を含む左側の計測箇所から得られた信号波形では、断層付近において特定の周波数で大きく振動する様子が見られた。振幅スペクトルから、約 180 Hz の振動は右側の計測と同様に②の位置では大きく減衰されて観測され、④を除いてほぼ同程度の振幅で振動していることが分かる。約 550 Hz の周波数成分を持つ振動の振幅が、断層のある④方向に近づくにつれ大きくなる現象が見られた。原因として、断層により岩盤の一部が梁状の構造物のように振舞うようにな
図 4 検査対象 B の打撃位置と各計測箇所、右上の×ったため、梁の先端に相当する断層に近づくにつれ振幅

印を打撃する場合黄色で囲んだ範囲が計測対が大きくなった、また、断層近傍の領域では、連続して象となる。

いる領域と比べて、岩盤の拘束力が弱いため、振幅が大

図 5 検査対象 A において計測された振動波形と振幅スペクトル中心から左側と右側の、それぞれ 6 箇所での計測結果を示す
─ 35 ─

きくなったなどが考えられる。1 kHz 以上の成分が断層ており、赤に近づくほど振動が相対的に強いことを示す。

の存在する④と⑤を境にして急激に減衰しており、打撃

振幅スペクトルは縦軸に振幅、横軸に周波数を取り、フ位置と計測箇所間において、振動の伝播経路に断層など

ーリエ変換適用時間内の振幅の強さを示す。打撃位置にの不連続面が存在する場合、断層は高周波成分を遮断す

よって計測箇所で計測される振幅や位相が異なると考るフィルターのような振る舞いをすると考えられる。

えられるため、検出される信号波形の様子が異なること

図 6 に検査対象 B において、左上を打撃した際と、右が分かる。しかしスカログラムや振幅スペクトルより、上を打撃した際の A 行 3 列目の計測箇所における振動

主な振動の成分が 250 Hz 程度、持続時間が 15 ミリ秒程

波形、スカログラム、振幅スペクトルを示す。この箇所

度で、これらが浮石の特性を示していると考えられる。

は事前の岩検ハンマーによる検査では、ブレーカーで打図 7 に右上を打撃した際の C 行 4 列目の計測箇所に撃すると剥落しそうな程度の浮きと判断されており、実おける振動波形とそこから得られたスカログラム、振幅

験終了後実際にブレーカーで打撃し、浮きであったこと

スペクトルを示す。この箇所は事前の岩検ハンマーによを確認している。時刻 0 秒がマイクによるトリガタイミ

る検査では、健全であると判定されており、実験終了後ングを示す。振動計測装置設置場所への音の到達時刻に実際にブレーカーで打撃し、健全箇所であったことを確比べて、検査点への振動の到達時刻が早いため、振動計

認している。主な振動の成分は浮きの場合と比べて、倍測装置では負の時刻に振動波形が検出されている。スカ

大きい 500 Hz 程度を示しており、振動の持続時間は半

ログラムは各時刻、各周波数における振動の強さを示し分程度であることがスカログラムより分かる。健全部で

図 6 検査対象 B の A 行 3 列目の計測箇所における振動波形、スカログラム、振幅スペクトル左側が左上打撃時、右側が右上打撃時を示す。
─ 36 ─

岩盤の断層の有無により、ブレーカーで励起された振動の伝播の様子がどう異なるかを計測した。断層がある
場合、断層に近づくほど振幅が大きくなる周波数成分が存在するなど、断層がない場合に見られた距離による減衰以外の現象が見られた。また、断層によって高周波成分が除去される現象が観測された。
事前に浮石と判定された箇所と、健全な箇所の計測結果を比較し、浮石であるため生じたであろう挙動をいく
つか計測することが出来た。打撃位置と計測箇所間の距
離、ひび割れなど不連続面の存在、硬さなどの岩質、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。ブレーカーにより入力された振動を詳細に計測するなどして、計測箇所のより正確な応答を知ることなどが今後の課題として挙げられる。

謝 辞
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。研究の遂行にご協力いただいた新村亮氏、鈴木
健一郎氏、谷口信博氏、奥澤康一氏に感謝いたします。

図7 検査対象B のC 行4 列目の計測箇所における（上）振動波形、（中）スカログラム、（下）参考文献

振幅スペクトル1）は岩盤による拘束力が強いため減衰定数が大きく、持続時間が短くなると考えられる。

前郁夫，花安繁郎：トンネル建設工事における労働災
害の動向，産業安全研究所技術資料 (1974)2）厚生労働省： 山岳トンネル工事の切羽における肌落
ち災害防止対策に係るガイドライン

３．まとめ

3）

現場にあるブレーカー等の建設機械を用いて岩盤を（独法）労働安全衛生総合研究所：トンネルの切羽からの肌落ちによる労働災害の調査分析と防止対策の打撃し、その際生じる振動をレーザー振動計で計測する

提案、労働安全衛生総合研究所技術資料(2012)

ことで、遠隔より浮石の検知を行う手法を提案し、実証

4）

オレグコチャエフ 他：LASER CROSS, No.355

試験を実施した。ブレーカーで岩盤を打撃したとき、そ5）

島田義則：ILT2018 Annual Progress report

6）

S.Kurahashi et al. : J. Appl. Remote Sens.12(1),015009の振動が、岩盤内で 3～4 m 程度範囲離れた位置まで伝播することが分かった。また、その振動をレーザー振動計により 10 m 程度離れた位置から検出することが出来(2018)7）た。

─ 37 ─

倉橋慎理：ILT2019 Annual Progress reportReliability of using pipe eigenmodes for non-destructive laser-based
inspection of metal pipelines
Laser measurement team
O. Kotyaev, Y. Shimada, S. Kurahashi, M. Fujita
1. Introduction.
The use of laser-based initiation and detection of pipe
eigenmodes could be a promising method of remote nondestructive inspection of metal pipelines. In this approach,frequency of initiated eigenmode provides information of pipe
conditions and potentially troublesome pipe degradation in realtime: the thinner pipe wall the lower eigenmode frequency [1].
In the previous report [2], principle capability of pipedegradation recognition with the use of laser systems wasdemonstrated experimentally. Quantitative evaluation ofFig. 1. Original pipe samples used in the tests. The “unused”

reliability of the method will be given in the present report. For

sample has rims on its ends.

this purpose, eigenmode simulation will be made for various
degrees of pipe degradation. Some of the simulation results will
be proven experimentally.
2．Metal pipe samples used in the tests.
For reliable evaluation of the presented method, two pieces ofreal pipes were used (Fig. 1). These are the same samples for“unused” and “used” cases described in the previous report [2].

Fig. 2. The “unused” sample before (left) and after removing

However, the unused sample was slightly modified: the rims

rims (right).

were removed from its ends (Fig. 2). It was done for correctcomparison between the two samples because the used sample

corrected, if necessary. In the next chapter, corresponding

has no rims. As well, it helped to verify actual dimensions of theresults will be presented.

samples and to measure sound speed in pipe material directly.

Experimental setup is the same as in the previous report. The

First of all, it should be noted that previously reported

CO2 laser is used as a source of laser impact for eigenmode

dimensions of the unused sample are not correct. Actual

initiation. Impact energy is 5 J, pulse duration is 100 ns, beamdimensions are following: outer diameter is 355 mm, wall

size on the sample surface is about 50 × 40 mm. In thesethickness is 10.9 mm. These parameters will be used for

conditions, no surface damage is produced by laser impact.

eigenmode simulation.

Vibration meter PDV-100 (Polytec Co.) is used for vibration

The second important fact is that removing rims resulted in

detection. Probe beam is set on original surface without any

noticeable change of eigenmode spectrum. So, eigenmode

counter-reflecting tape. Inspection distance is about 3 meters.

comparison between the two samples should be repeated and

The probe beam is set in the center of the impact beam. To

─ 38 ─

minimize edge effect, impact and probe beams were placed inrims results in eigenmode frequency decrease up to 25% for thethe middle of the samples.

first eigenmode. The decreased eigenmode frequencies of themodified “unused” sample may be too close to ones observed

3. Initiation and detection of pipe eigenmodes.

in the “used” sample. So, the eigenmode comparison between

Figure 3 shows waveforms and spectra of eigenmodes

used and unused cases, which is the base of pipe damage

initiated in the “unused” sample before and after removing its

recognition in the presented technique, becomes crucial. It mustrims. It clearly seen that the presence of rims affects thebe considered again and corresponding conclusions about the

eigenmode spectrum quite noticeably. Table 1 summarizes thetechnique reliability probably will be changed.

frequency comparison for the first four eigenmodes. Removinga)previous data: “unused” sample with rims;b)

240 Hz“unused” sample without rims;

810 Hz320 Hz670 Hz1430 Hz2150 Hz

2210 Hz

1275 Hzc)

Comparison of “unused” pipe sample eigenmode spectra: blue – with rims, red – without rims
Fig.3. Waveforms and spectra of eigenmodes in “unused” pipe sample.
─ 39 ─

Table 1. Change of eigenmode frequency in the “unused” pipe sample after removing rims (Hz).
eigenmode-1

eigenmode-2

eigenmode-3

eigenmode-4"Unused" pipe sample with rims

320

810

1430

2210

"Unused" pipe sample without rims

240

670

1275

2150

Frequency decrease

0.75 (25%)

0.83 (17%)

0.89 (11%)

0.97 (3%)a)

225 Hz“used” sample;

240 Hz670 Hz2150 Hz

605 Hzb)1160 Hz

1275 Hz1860 Hz

Corrected comparison of pipe sample eigenmode spectra: red – “unused” sample, black – “used sample.
Fig. 4. Waveforms and spectra of eigenmodes in “unused” and “used” pipe samples.

Table 2. Comparison of eigenmode frequencies between “unused” pipe sample without rims and “used” sample (Hz).
eigenmode-1

eigenmode-2

eigenmode-3

eigenmode-4"Unused" pipe sample without rims

240

670

1275

2150

"Used" pipe sample

225

605

1160

1860

Frequency decrease

0.94 (6%)

0.90 (10%)

0.91 (9%)

0.87 (13%)─ 40 ─

Figure 4 presents the results of correct eigenmode comparisonfor “unused” and “used” samples. Fortunately, eigenmode
frequency difference between “unused” and “used” samples isstill detectable: all four first eigenmodes are shifted by about
10% (see Table 2).
This fact allows to state that the idea of using laser initiatedand detected eigenmodes for pipe inspection is still promising.
However, it would be worth to evaluate reliability of thistechnique via evaluating the eigenmode frequency shiftdepending on degree of pipe degradation. For this purpose,
simulation of various degrees of pipe degradation is desirable.
4. Direct measurement of pipe wall thickness andsound speed.
To measure degree of degradation in the available “used” pipe
sample, conventional contact thickness measurement was
performed. TI-56 ultrasonic thickness gauge, manufactured by
JFE Advantech Co. Ltd., was used for this purpose (Fig. 5).
Wall thickness of both “unused” and “used” pipe samples

Fig. 5. Pipe wall thickness measurement with the use of

was measured. Thickness of the “unused” pipe wall is

contact ultrasonic gauge.

practically uniform with average value of 10.9 mm. However,the “used” sample definitely has thick and thin wall parts

Before performing the eigenmode simulation, sound speed inparallel to the sample axis on opposite sides of the pipe.

the pipe material was measured with the use of Q-switched laser

Corresponding thickness is 10.4 and 8.5 mm, respectively. We

impact and piezo sensor. Laser impact was applied to fresh

can suppose that these situations could happen in a horizontally

surface appeared on the “unused” sample end after the rim

installed working pipe line. Hereafter, thicker and thinner parts

removal. The piezo sensor was attached on the opposite freshof the “used” sample are considered as real pipe “top” andend of the sample. Resulting sound wave path length was 367“bottom” parts, respectively. So, we assume that, during pipe

mm. Taking into account Q-switch pulse delay and piezo sensor

operation, both top and bottom parts of working pipe suffer

response time, we observed delay of the sound signal

from some degradation resulting in the fact that pipe wall gets

propagating along pipe wall equal to 62 microseconds.

thinner. Degree of bottom part degradation is significantly

Correspondingly, sound speed was measured to be 5919 m/s.

higher than degradation of top part. Actually, the pipe piece was

As it was expected, this result corresponds to carbon steel, actual

taken from horizontal pipe line used to transfer water with mudmaterial of the pipe samples. So, the physical parameters ofand rocks. The sample condition demonstrates real pipe wall

carbon steel were loaded in the simulation procedure.

damage happening during pipe operation. So, our assumption iscorrect and it can be taken for the eigenmode simulation model.

─ 41 ─

10.9 mm10.9 mma) Simulation model, wall thickness is 10.9 mm;b) 1st eigenmode – 243 Hz;c) 2nd eigenmode – 684 Hz;d) 3rd eigenmode – 1307 Hz;e) 4th eigenmode – 2100 Hz.

Fig. 6. Simulation of “unused” pipe eigenmodes (linear units are meters).
─ 42 ─

10.4 mm

8.5 mma) Simulation model, wall thickness is 10.4 mm on the top and 8.5 mm on the bottom;b) 1st eigenmode – 219 Hz;c) 2nd eigenmode – 615 Hz;c) 3rd eigenmode – 1175 Hz;e) 4th eigenmode – 1890 Hz.

Fig. 7. Simulation of “used” pipe eigenmodes (linear units are meters).
─ 43 ─

240 Hz670 Hz2150 Hz
1275 Hz243 Hz2100 Hz1307 Hz684 Hza) “unused” pipe sample;

225 Hz1160 Hz1860 Hz

605 Hz219 Hz1175 Hz615 Hz1890 Hzb) “used” pipe sample.
Fig. 8. Correspondence between experiment and simulation (red arrows) data.
5. Eigenmode simulation for steel pipes with wall

Table 3. Red columns contain degree of bottom partdegradation.

degradation in millimeters (Bottom (abs.)) and thickness

Eigenmodes were calculated by FEM (Fine Elementchange related to initial 10.9 mm (Bottom (rel.)). Blue

Method) simulation. In total, thirteen variations of pipe

columns show corresponding frequency of eigenmodes. Data

degradation were considered for the simulation as shown incorresponding to available pipe samples are marked by bold

Table 3. Wall thickness in the top and bottom parts were varied

font.

in following ranges: from 10.9 to 9.7 mm and from 10.9 to 5.0mm, respectively.

6. Discussion and conclusions.

Eigenmode simulation results #1 and #6 in Table 3

Figure 9 shows eigenmode frequency depending on bottom

correspond to available pipe samples. The eigenmode shapes

degradation. As expected, further degradation of pipe wallare presented in Fig. 6 and 7. Good correspondence between

results in further decrease of eigenmode frequency. Relatively,

simulation and experimental results is demonstrated in Fig. 8.

the first four eigenmodes decrease within simulated degradation

The results of pipe eigenmode simulation are summarized inrange approximately with the same rate.

─ 44 ─

Table 3. Eigenmode frequencies in pipe with wall degradation.
#

Top

1
2
3
4
5
6
7
8
9
10
11
12
13

10.9
10.8
10.7
10.6
10.5
10.4
10.3
10.2
10.1
10.0
9.9
9.8
9.7

Wall thickness, mm
Bottom
Bottom(abs.)
10.9
0.0
10.5
0.4
10.0
0.9
9.5
1.4
9.0
1.9
8.5
2.4
8.0
2.9
7.5
3.4
7.0
3.9
6.5
4.4
6.0
4.9
5.5
5.4
5.0
5.9

Bottom(rel.)
0.00
0.04
0.08
0.13
0.17
0.22
0.27
0.31
0.36
0.40
0.45
0.50
0.54

Eigenmode frequency, Hz
1-st
2-nd
3-rd
4-th
mode
mode
mode
mode
243
684
1307
2100
239
674
1282
2065
235
659
1256
2022
231
643
1231
1978
225
629
1206
1940
219
615
1175
1890
213
601
1151
1847
208
587
1121
1813
202
572
1093
1759
197
562
1065
1721
191
545
1036
1665
186
530
1007
1619
180
515
977
1570

1-st
mode
1.00
0.98
0.97
0.95
0.93
0.90
0.88
0.86
0.83
0.81
0.79
0.77
0.74

Frequency decrease
2-nd
3-rd
4-th
mode
mode
mode
1.00
1.00
1.00
0.98
0.98
0.98
0.96
0.96
0.96
0.94
0.94
0.94
0.92
0.92
0.92
0.90
0.90
0.90
0.88
0.88
0.88
0.86
0.86
0.86
0.84
0.84
0.84
0.82
0.81
0.82
0.80
0.79
0.79
0.77
0.77
0.77
0.75
0.75
0.75

detected clearly. In this case, we can expect reliable detection of
13% of pipe wall thickness change. For the pipe lines where the“used” sample was taken from, it will correspond to about 1.4mm absolute decrease of pipe wall thickness. If critical
thickness change is bigger, then eigenmode frequency shift also
will be bigger and its detection will be clearer and more reliable.
So, the presented research has provided correct verification ofpipe inspection method based on laser initiation and detectionof pipe eigenmodes. Eigenmode simulation is in a good
agreement with experimental data. This technique looks very
promising and needs to be examined in the field conditions withfull-scale pipes.
6. Acknowledgements.
Part of the presented research has been carried out withsupport from Obayashi Corporation. We would like to thankFig. 9. Eigenmode frequency vs pipe bottom degradation.

our colleagues from Obayashi Corporation for providing
Probably, data from Table 3 and Figure 9 could be used asnecessary materials and participating in useful discussions.

eigenmode “calibration” in actual pipe inspection. If initialeigenmode spectrum on new pipe is known, then eigenmode

7. References

frequency change could be interpreted in terms of pipe

1） Nondestructive testing hand book. ASNDT, 1991.

degradation degree.

2） O. Kotyaev, Y. Shimada. ILT Annual Progress Report, 2020.

For evaluation of the technique reliability, we assume that 5%decrease of eigenmode frequency (or 0.95 in Table 3) can be─ 45 ─

レーザー計測による蛋白質の機能メカニズムの解明
レーザーバイオ化学研究チーム 1、特別研究員 2谷口誠治 1、ハイク コスロービアン 1、田中文夫 2
成のみが起こる（図 1 下）。

１．はじめに光合成反応における電子伝達過程では、光合成系 II

一方で、いまだに明確ではないと考えられるのが、サ（PSII）からシトクロム b6f 複合体を介して光合成系 I

イクリック電子伝達時のフェレドキシン:NADP+還元酵（PSI）へと電子が伝達されるリニア電子伝達（図 1 上）素（以下 FNR と呼ぶ。）の役割である。酵素は数百〜と、シトクロム b6f 複合体および PSI のみが関与するサ

数十万のアミノ酸がペプチド結合したアミノ酸鎖と、実イクリック電子伝達（図 1 下）が存在する。植物は環境際に化学反応を触媒する補因子と呼ばれる分子で構成

変化、主として照射光強度の変化によりその形態を変化

され、アミノ酸鎖が補因子を取り囲むような構造を持つ。

させることが知られていたが、近年、これまで不明であFNR は光合成初期過程の最終段階において酸化還元反ったサイクリック電子伝達が起こるメカニズムが明ら応を制御する酵素で、補因子にフラビンアデニンジヌク

かにされ、注目を集めた 1)。サイクリック電子伝達では、

レオチド（FAD）を持つフラビン酵素の一種である（図（b6f）と光合成系I が超複合体（CEF
シトクロムb6f 複合体2）。FNR は、リニア電子伝達では光合成系 I からフェ超複合体）を形成し 2)、光合成系 I で生成した電子が b6f

レドキシンへと伝達された 2 電子を受け取り、NADP＋（b6f 中のプラストキノン）に伝達されることで ATP 合の NADPH への還元を触媒することで知られるが、
サイ

図 1. 光合成における電子伝達反応の模式図（上）リニア電子伝達、（下）サイクリック電子伝達。PS II: 光合成系 II（蛋白質複合体）、LCH II: 集光性アンテナ複合体 I、Cyt b6f :シトクロム b6f 複合体、PS I: 光合成
系 I、LCH I: 集光性アンテナ複合体 I、PQ: プラストキノン、PC: プラストシアニン、Fd: フェレドキシ
ン、FNR: フェレドキシン:NADP+還元酵素。実線は光励起により生成する電子の流れ、点線はプロトンの流れを示す。リニア電子伝達では、PS II、PS I からそれぞれ生成する電子を使用し NADPH を、プロトンを使用し ATP を合成する。サイクリック電子伝達では、Cyt b6f が生体膜中を移動して PS I と CEF 超複合体を形成し、ATP 合成のみが起こる。
─ 46 ─

クリック電子伝達における FNR の役割は明確ではない。

を用いたシミュレーションにより蛋白構造を予測する

これまでの研究では、
リニア電子伝達時にはFNR はPSI

手法 5)である。この手法は酵素と溶媒分子を構成する原上に局在し、サイクリック電子伝達時には b6f または

子一つ一つを配置し、原子間力およびポテンシャル関数

CEF超複合体上に局在しているとの報告 3,4)があるため、を定義した後、それぞれの原子を古典力学に基づき一斉FNR はフェレドキシンとb6f 間の電子伝達過程に関与しに振動させる。このステップを繰り返し行い、酵素と溶ているものと考えられる。しかしながら、リニア電子伝媒を含む系全体が持つエネルギーが最も低くなる原子達は 2 電子、サイクリック電子伝達は 1 電子の伝達過程

配置を決定することで、液相中における酵素の安定構造であるため、FNR の役割は両過程で異なる可能性が高が予測できる。最近の著しい計算機性能の向上により、い。FNR の役割が異なると仮定した場合、その要因とし原子数が非常に多い酵素のシミュレーションも可能とて、それぞれの電子伝達反応において有利な構造を持つなっている。ただし、得られた結果はあくまでも計算値

数種の FNR が存在する、あるいは b6f や PCI と同様に、であるため、この予測を明確なものにするためには、何

環境の変化に合わせて反応に有利となるよう FNR の蛋

らかの実験による検証が必要である。これに対し本研究

白構造自体が変化する、などが考えられるが、これらをチームでは、予測構造の実験的な検証手段にパルスレー

明らかにするためには、FNR の立体構造および FNR がザーによる時間分解蛍光計測法を用いることを提案し機能する際に構造に変化が起こることを明確にするこている。FNR はフラビン酵素の一種であるが、フラビンとが重要である。

蛋白質では FAD が青色光を吸収し、周囲に存在する電子供与性のアミノ酸残基（チロシン（Tyr）、トリプトフ
ァン（Trp））との間で光誘起電子移動反応を引き起こす 6)。FAD の電子移動速度は FAD と Tyr または Trp 間の距離や配向に依存して大きく変化するため、計測した
蛍光データ、およびその分析により得られる電子移動速
度は FNR の構造を反映したものとなる。このことから、

図 2. トウモロコシ葉由来 FNR の（左）結晶構造、MD シミュレーションから得られる構造を用いて電子（右）捕因子 FAD の分子図

移動速度を理論的に算出し、実験値と比較することで、上記したような酵素や蛋白質が示す高い機能性と構溶液中での FAD 周囲の予測構造の実験的な検証が可能

造が深く関与していることは以前から報告されているになると考えられる。本報告では、フェムト秒レーザー

ことから、近年 X 線結晶構造解析法を用いて様々な酵を用いた時間分解蛍光計測法により、液相中の FNR の素の立体構造を明らかにしようとする研究が数多く行光励起ダイナミクスの観測を行った結果について報告

われてきた。しかしながらこの手法では酵素試料を結晶する。

化する必要があるため、実際に酵素が機能する環境である生体膜中や液相中とは構造自体が異なる可能性が指２．実験

摘されている。つまり、酵素の機能メカニズムと構造のレーザー計測には、X 線結晶解析により結晶構造が報関連性を解明するためには、酵素の結晶構造ではなく液告されているトウモロコシ葉由来 FNR、ホウレンソウ

相中での構造を明らかにする必要がある。

由来 FNR の 2 種を使用した。吸収スペクトルの観測に

液相中の蛋白構造を結晶構造解析レベルで明らかには紫外可視分光光度計 U-best 50（JASCO）を用い、蛍光する一般的な実験法は現時点ではほぼ存在しないと言ス ペ ク ト ル の 計 測 に は 分 光 蛍 光 光 度 計 F-2700ってよいが、最近よく見られるのが分子動力学（MD）（HITACHI）を用いた。フェムト秒蛍光の計測には、Ti:─ 47 ─

サファイアレーザー Mira-800（Coherent）を光源に用いた自作の蛍光アップコンバージョンシステム 7)を使用

Tyr314した。励起波長は 400 nm、システムの時間分解能は約
Trp58

120 fs である。図 3 に、ホウレンソウ由来 FNR の結晶

FAD (Iso)

構造のうち、FAD 近傍の構造を拡大したものを示す。
図中の Iso は、FAD を構成する一部の分子であるイソア
ロキサジン環（図 2（右）、以下 Iso と呼ぶ。）を示し

Tyr95ており、青色光を吸収するのはこの部分である。Iso のごく近傍に、還元力を持つチロシン（Tyr314、Tyr95: Tyr

図 3. ホウレンソウ由来 FNR の FAD 近傍の結晶構造の後の番号はアミノ酸鎖の端からの配列順を示している）とトリプトファン（Trp58）が配置されており、Isoの光励起により、Iso とチロシン、トリプトファンの間で超高速の電子移動反応が起こる可能性が高い。トウモ
ロコシ葉由来 FNR の Iso 近傍のアミノ酸配置は、ホウレンソウ由来 FNR のものと同様である。
図 4. ホウレンソウ由来 FNR の吸収、蛍光スペクトル３．結果と考察
図 4 に、ホウレンソウ由来 FNR の水溶液中における吸収および蛍光スペクトルを示す。380、460 nm 付近に
FAD 中の Iso の吸収帯に起因する吸収ピークが観測されている。図 4 には、FNR の蛍光スペクトルを併せて示す（励起波長 390 nm）。525 nm 付近にピークを持つ
蛍光帯がわずかに観測され、これは FAD 中の Iso の光励起状態からの蛍光と考えられる。図 5 に、ホウレンソ
ウおよびトウモロコシ葉由来 FNR のフェムト秒時間分

図 5.（●）トウモロコシ葉由来、（◯）ホウレンソウ

解蛍光減衰を示す。
観測波長は蛍光帯のピーク波長（525

由来 FNR のフェムト秒蛍光（観測波長 525 nm）

nm）である。トウモロコシ葉由来 FNR では寿命約 170
fs の急速な蛍光減衰が観測された。この減衰は Iso の励

命 10 ps 以上の遅い減衰も同時に観測されている。この起状態から起こる Iso と周囲のアミノ酸残基（Tyr314、

結果からホウレンソウ由来 FNR では、水溶液中においTyr95、Trp58）間の光誘起電子移動反応に起因するものて 2 種類の蛋白構造を持ち、長寿命蛍光減衰を示す方はと考えられる。減衰寿命が非常に短く電子移動速度が大フェムト秒減衰を示す方に比べて Iso と Tyr、Trp 間のきいことから、チロシン、トリプトファンは Iso のごく距離が離れた位置に配置した構造を持つものと考えら近傍に配置していると考えられる。おそらくトウモロコ

れる。ただし、このような長寿命蛍光減衰は FNR が分シ葉由来 FNR は溶液中においても結晶構造と同様の構解してアミノ酸構造が解け FAD が水溶液中に露出した造を持つものと考えられる。ホウレンソウ由来の FNR

状態（不純物）が一部生成していることに起因する可能においても同様に寿命 170 fs の減衰が観測されたが、寿性があり、この場合蛍光寿命は FAD のみの試料と同様の蛍光減衰（寿命約 100 ps）となる。フェムト秒蛍光計

─ 48 ─

測の計測領域は 0~10 ps 以上の蛍光減衰はほぼ一定値と溶液中構造とサイクリック電子伝達過程との関連性になるため、フォトンカウンティングなどのピコ秒領域でついて詳細な分析を行う予定である。

の蛍光計測による検証を行う予定である。今後は FNRの MD シミュレーションによる水溶液中での構造予測

謝辞と、シミュレーションにより得られた構造を用いて光誘本研究の一部は科学研究費補助金（基盤研究（C）、課

起電子移動速度の理論計算を行うなどさらに定量的な

題番号 18K05050）の支援の下行われた。

解析を進めていく。
参考文献
1)

４．まとめ

W Yamori, T. Shikanai et al., scientific reports, 5, article
number: 13908 (9pages) (2015).

本研究では、光合成反応のサイクリック電子伝達における FNR の役割について新たな知見を得るため、時間2)

M. Iwai et al., Nature 464, pp.1210-1213 (2010).

分解蛍光計測法を用いてトウモロコシ葉由来、ホウレン

3)

G. Kurisu et al., Science 302, pp.1009-1014 (2003).

ソウ由来の各 FNR のフェムト秒蛍光を計測した。その4)

A. K. Hochmal et al, Nature Commun., 7, article number
11847 (14pages) (2016).

結果、両試料とも超高速電子移動反応が起こることに起因すると考えられる寿命 170 fs の超高速減衰が観測さ5)れた。またホウレンソウ由来 FNR では寿命 10 ps 以上の遅い蛍光減衰が同時に観測され、水溶液中において 2

pp.1930-1944 (2014).
6)

N. Mataga, H Chosrowjan et al., J. Phys. Chem. B, 106,
pp.8917-8920 (2002).

種以上の構造を持つ可能性が示された。今後はもとに電7)子移動速度の理論計算などを行い、FNR の水

A. Nueangaudom et al., Phys. Chem. Chem. Phys., 16,

H. Chosrowjan, S. Taniguchi et al., J. Phys. Chem. B, 108,
pp. 2686-2698 (2004).

─ 49 ─

巨大地震前の電離層電子密度 (TEC) 異常現象の解明
理論・シミュレーションチーム
古河裕之、山中千博 1、近藤斎 2、杉浦繁貴 2
1

大阪大学大学院理学研究科、2（株）コンポン研究所

へ与える影響を評価することを考えた。

１．はじめにレーザー技術総合研究所では、大阪大学大学院

2019 年度に、磁力線に平行な方向の電場の効果

理学研究科、（株）コンポン研究所と共同で、地を取り入れるために、2 流体シミュレーションコ

球上の非定常電荷が電離層に及ぼす影響の研究ードを開発し、パラメーターを変えながら、Heki-を行っている。2011 年 3 月 11 日の東北地方太平TEC の観測データーとの整合性を考えた研究を

洋沖地震（MW=9.0）において、北海道大学の日置実施した。2020 年度は、2019 年度までに開発したにより、地震発生 40 分前から震源上空の電離層

2 流体シミュレーションコードに関して、その計

総電子数（TEC：Total Electron Content）の増大が算モデルの妥当性の検討の一つとして、2 流体シあったことが報告された 1) 。一般に、測位衛星

ミュレーション時の電気伝導度の評価を行い、IRI（GNSS）から地上局に向けて発する電波が、電離モデルによる電気伝導度との比較を行った。その層電子によって遅延を受けることを利用し、その結果、2019 年度までに開発した 2 流体シミュレ

視線方向の総電子数を算出する手法を GPSTEC

ーションコードにより求めた、2 流体で定義され法と呼び、この手法を用いて見いだされた現象でる電気伝導度は、IRI モデル 5) による電気伝導度ある。日置は、1994 年から 2015 年までの Mw=8と比べ 100 倍ほど大きい、という結果となった。

級以上の地震について震源上空の TEC を解析し、上記を受け、電子―中性粒子、電子―イオンの磁気嵐の時期を除いて、過去 18 回のすべての例

衝突のモデルの見直しを行い、2 流体シミュレー

で地震発生直前数十分以内において TEC 異常がションコードの改良を行った。改良した 2 流体あったことを示した 2-4)。この「Heki-TEC 異常現

シミュレーションコードを用いて電気伝導度を象」は、初めて科学的に意味のある地震先行現象

求めると、IRI モデルによる電気伝導度と同程度ではないか、と考えられ始めている。この現象をの値が得られた。高度 600 km から 800 km 程度

説明できる物理モデルはまだ存在しておらず、根の範囲に、新たに 2 層構造の電子密度分布が生拠となるモデルの構築が求められている。

成された。この結果は、より Heki-TEC の結果と「Heki-TEC 異常現象」が地震活動と関連するな

近いものとなった。

らば、地殻の状態変化に影響されたと考えられる。
地震の直前においては、震源地殻に対する応力変２．電子―中性粒子、電子―イオンの衝突のモデ化が進み（震源核形成）、その変動に伴い圧力のルの改良 6)変化が臨界的になっていると考えられる。そこで、電離層では、中性粒子が主に太陽紫外線によっ

圧力変化（ゆらぎ）に伴う地殻の電気分極変動がて電子と正イオンに電離されるため、地球上空であれば、地震動の発生前に、分極電荷による電磁

一番自由電子密度が高い領域である。オームの法場発生が起こり、電離層の電子密度分布等に影響

則はほぼ成り立つが、電気伝導度は地磁気の影響を与えることが想定できる。我々は、定量的にそで非等方になり、平行、ペダーセン、ホールの 3の可能性を探るために、地球上の非定常電荷によ伝導度が基本的な伝導度として定義される。

る電気分極を仮定して、それが震源域上空電離層

─ 50 ─

 i  n  nn  z   rn2 vi〇平行伝導度 (Parallel conductivity)(2)

磁力線に平行な方向への電気伝導度を平行伝

ここで、nn (z) は、中性分子密度の高度分布であ導度と言い、磁場がないときの伝導度と同じであり、MSIS モデル 7) により求められる。図 2 は、る。他の 2 つの電気伝導度よりも大きく、特に電MSIS モデルにより求めた、中性分子密度の高度離層上部では数桁以上大きくなる。

分布である。
1000〇ペダーセン伝導度 (Pedersen conductivity)
磁力線に垂直な電場による電場方向への電気

N2

800

伝導度を、ペダーセン伝導度という。

磁力線に垂直な電場による、磁場と電場双方に垂直方向への電気伝導度を、ホール伝導度という。

z (km)〇ホール伝導度 (Hall conductivity)

電子-中性粒子の衝突周波数と電子-イオンの衝突周波数の和 e は、平行伝導度を用いて次式で表される。
e2 ne
e me  0

O2

400
200
0
2
10

(1)

図 1 は、IRI モデルにより求めた電気伝導度の高度分布である。0 は平行伝導度、1 はペダー

600

O

図 2

6

10

10

10

14

10

18

10

22

10

Number Density (m-3)

26

10MSIS モデルにより求めた中性分子密度の高度分布

セン伝導度、2 はホール伝導度である。
1000

４．地球磁場に沿った座標系の導入

z (km)

800

図 3 は、地球磁場の傾きと、地球磁場に沿った座標系の概念図である。

600
400



2



1



地球磁場の傾き＝約45°

0

z
z’

200

x

y’
y

0
-12
-10
-8
-6
-4
-2
0
2
10 10 10 10 10 10 10 10

 (S/m)北

図 1

IRI モデルにより求めた電気伝導度の高度
分布
図 3

地球磁場の傾きと、地球磁場に沿った座標
系の概念図

３．イオンと中性分子の衝突の効果の導入
大気中、及び電離層中では、プラズマだけでな
く中性分子も存在しており、イオンと中性分子のHeki-TEC に基づいて得られたトモグラフィー

衝突の効果は無視できない。中性分子を、半径 rnの結果と比較するため、本研究では、南緯 45°のの剛体であると近似すると、イオンと中性分子の地点でマグニチュード 9 の地震が起こった、と

衝突周波数は、次式で表される。

仮定し、シミュレーションを行った。
─ 51 ─

５．2 流体シミュレーションの基礎式

６．地球上の非定常分極電荷の発生モデル

添え字の e は電子、i はイオンを表す。質量保時刻 t における地下の電荷量 Q(t) は、以下の方程式に従うとした。 は、再結合による電荷消存式は、次式で表される。

 v
 ne
n
n
v 
 v ey  e  vze  e  ne 



t
 y
 z
  y  z 
e
y

e
z

(3)
i
i 

v

 ni
n
n
v
y
 viy   i  vzi   i  ni  z
  y   z  
t
 y
 z



滅の寿命である。
d Q  t  Qmax Q



dt
tc

d Q t dt

磁力線に平行な方向の運動方程式は、(5) 式- (7)

v

i
y

i
y

(5)

v
e tot
 viy   
E y    yi  n viy t y  mi(6)

 yi  n  nn  z   rn2 viy(7)

磁力線に垂直な方向の電子の速度は、(8) 式、及び(9) 式で表される。磁力線に垂直な方向のイオンの速度は、(10) 式、及び(11) 式で表される。
e 2 Ez ' By   e Ex me  evxe  (8)
e 2 By2'  me2  e2

vze

vxi 

Ex me  e e
vx
By e By(9)

 e 2 Ez ' By   e mi Ex  zi  n
e 2 By2'  mi 2  zi  n  xi  n

Ex mi  xi  n i
vzi 
vx


By 
e By 

(10)
(11)

(17)

Q
t  tc



(18)



(17) 式、(18) 式は、解析的に解が求まる。
 Qmax  t 
1  exp    
(19)
Q 
t
t  tctc   

(4)式で表される。
 v ey v ey e tot
 v ey  E y    e v ey
t
 y
me

t  tc t  tc Q  t  Q  tc  exp     Qmax  tc  Q  tc
1  exp    tc   

本研究では、Qmax = 0.01 C、tc = 40 分,  = 4 分とした。
図 4 は、地球上の非定常分極電荷の発生モデルの概略図であり、図 5 は、地下の正電荷の移動の様子である。L0 は南北方向の震源域の長さ ( 575
km )、W0 は東西方向の震源域の幅 ( 144 km )である。震源深さは 24 km とした。正電荷（正孔）がx の正の方向（東）に移動する速度は、W0/ tc とした。時刻 t=0 で発生した負電荷（電子）は、固定され動かないとした。時刻 tc = 40 分時に正電荷
は震源域の東の端に到達する。電荷量の時間変化
P (Y, Z)Z(12)

磁力線に平行な方向の全電流密度と平行伝導

X

θ0

v0
L0

e ni v  e ne v
Ey '負電荷（固定）(13)正電荷

電場に関する基礎式は、以下のようになる。
 2j 2  tot

E 
0 x

2
2  x




t
y
z


 jy
 2
 2  tot 1  ctot

E 
 0

2
2  y




y

z

y
t



0
 jy
 2
 2  tot 1  ctot

E 
 0

2
2  y
 z t 0  y  y

正電荷W0

図 4 モデルの概略図

る。
y'
e

負電荷（固定）Y度の関係から、平行伝導度が次のように求められ y' 

t  tcは、(19)、(20) 式の通りである。

全電流密度 j は、以下により求める。
j e ni v i  e ne v
σ  E  vB 
e

y'
i

(20)

北
Y

(14)
(15)
(16)

東

v0

W0

X

L0

図 5 地下の正電荷の移動の様子
─ 52 ─

図 9 は、高さ方向 ( 0 < z < 1000 km) で積分し７．シミュレーション結果
図 6 は、
初期電子密度の高さ方向の分布である。
1000

た電子数の時間発展と、地下の分極電荷の時間発展である。図 9 中の c は y = L0 / 2 の上空での積z (km)

分値を表しており、LA は 0 < y < L0 の上空での積分値を L0 で割ったものを表している。地下の電500

荷量 Q(t) の増大に応じて電子数の変化があること、Q(t) の減衰と積分した電子数の減衰の時間が

0 7
10

10

9

10

10

10

ne0 (m-3)

11

10

12

10

の時間発展に数分程度の時間遅れが生じている。

初期電子密度の高さ方向の分布

図 7 は、地表側の電荷密度のピークとなる 40
分時における、電子密度初期分布からの変化量である。高度 600 km から 800 km 程度の範囲に、新たに 2 層構造の電子密度分布が生成された。

0.025

1 10

-3

0.02

8 10

-4

6 10

-4

4 10

-4

2 10

-4

0.01

図 9

Q(t)
LA

0.005
0

この傾向は観測 3)の傾向と一致する。

c

0.015

0

10

20

30

40

Time (min)50

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

図 6

一致していることが分かる。観測 3)では、電子数8060

当該領域で積分した電子数の時間発展と、地下の分極電荷の時間発展。図中の c は y= L0 / 2 の上空での積分値、LA は 0 < y <L0 の上空での積分値を L0 で割ったもの。

８．結言、及び今後の課題
電子―中性粒子、電子―イオンの衝突のモデルの見直しを行い、2 流体シミュレーションコード
図 7

地表側の電荷密度のピークとなる 40 分時の改良を行った。改良した 2 流体シミュレーシにおける、電子密度初期分布からの変化量ョンコードを用いて電気伝導度を求めると、IRIモデルによる電気伝導度と同程度の値が得られ

図 8 は、40 分時の電気伝導度分布である。IRIモデルと同程度の電気伝導度の値が得られた。

た。高度 600 km から 800 km 程度の範囲に、新たに 2 層構造の電子密度分布が生成された。この傾向は観測 3)の傾向と一致する。
高さ方向 ( 0 < z < 1000 km) で積分した電子数の時間発展と、地下の分極電荷の時間発展を求めた。地下の電荷量 Q(t) の増大に応じて電子数の変化があること、Q(t) の減衰と積分した電子数の減衰の時間が一致していることが分かる。観測 3)では、電子数の時間発展に数分程度の時間遅れが生じている。この数分程度の時間遅れを再現するた

図 8 40 分時の電気伝導度分布

めに、地表側の分極様式や分極の継続時間を変え─ 53 ─

たシミュレーションを行い、検討する予定である。

4)

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

さらに、地震と関係なく誘起される中規模伝搬性
電離圏擾乱現象8)によって TEC 異常が起こるこ

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

5)

wdc.kugi.kyoto-u.ac.jp/ionocond/signal/index-j.htmlとが知られているが、現象的には Heki TEC 異常

電離層電気伝導度高さ分布モデル - IRI2016 版 -との区別が容易ではない。よって中規模伝搬性電(kyoto-u.ac.jp).

離圏擾乱 (MSTID) のシミュレーションとの比6)

較を含めた研究を実施する予定である。

参考文献

Maeda, K., Conductivity and drift in the ionosphere,
J. Atmos. Terr. Phys., 39, 1041-1053, 1977.

7)

cohoweb.gsfc.nasa.gov/vitmo/msis_vitmo.html

8)

Yokoyama, T., D. L. Hysell, Y. Otsuka, and M.

1)

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

Yamamoto, ‘Three-dimensional simulation of the2)

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

coupled Perkins and Es layer instabilities in the

Phys., 120, 7006-7020, (2015).

nighttime midlatitude ionosphere’, J. Geophys. Res.,K. Heki, 2018, Parity, 33, No.2. (in Japanese).

114, A03308, doi:10.1029/2008JA013789, 2009.

3)

─ 54 ─

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

2

阪大レーザー研、

筑波大学計算科学研究センター

１．はじめに度汎関数理論）[5] で求めた波動関数でアルミ等金属

大阪大学レーザー科学研究所との共同研究では、近赤の反射率等を求めることが、最終的な目的である。そ外の超短パルスレーザーを用いた微細加工プロセスののための準備として、電子波動関数から複素誘電率をシミュレーション手法の高度化を進めている。本報告は、求める手法を検証するため、波動関数として、クロー

共同研究の現状と展望をまとめたものである。

ニッヒ・ペニーモデルによる波動関数を使って、久保レーザー加工では目的に応じて、レーザーの波長、パの公式より複素誘電率ならびに反射率を試しに求めてルス幅やレーザー強度が選択される。マイクロメーター

みた。また、格子定数を決めるにあたってはアルミのの加工精度を実現するには、レーザーで注入されたエネ

格子定数を例として取り上げた。

ルギーの熱伝導による拡散を極力避けることが必要である。マイクロメーターの空間スケールでは熱伝導の時

２．固体中の Maxwell 方程式

間スケールは数ピコ秒であり、マイクロメーターの微細レーザーは x 方向に直進する（垂直入射で屈折しな加工用レーザーのパルス幅は、ピコ秒もしくはサブピコい）と仮定し、レーザー強度の空間分布は、Maxwell 方秒となる。

程式（波動方程式）より求める。SI 単位系で Maxwell

ピコ秒もしくはサブピコ秒のパルスレーザー加工では、レーザーの吸収は厚さ数十ナノメーターの層で生じ、方程式を記す。
∂B∇× E = −∂t

過渡的に超高圧が発生し気体・液体・固体相の圧縮膨張∂D∂t∇× H= j +が超音速で進行することより、加工面はピコ秒のオーダ

(1)
(2)

ーで変化する気・液・固体の混相状態になる。よって、=
D ε 0 ε=E ε 0E + P

初期の固体とレーザーの相互作用も含め、このような、P は分極である。伝導電流密度 j を 0 とし、誘電応

混相状態と超短パルスレーザーとの相互作用をモデル

答関数の時間変化はレーザーの角周波数ωL に比べ十分化し、正確なレーザー吸収の時間空間変化をシミュレーに小さいとする。 (1) - (3) 式より、次式が得られる。
∂2 E+ k L2 ε E= 0
∂ x2

ションに反映することが重要である。2020 年度は特に、固体とレーザーの相互作用の初期過程の解明に注視して研究を行った。
固体とレーザーの相互作用研究の初期段階として、井戸型の障壁が周期的に並んだポテンシャル中の電子(3)k L= 2 π / λL

(4)ε は複素誘電応答関数である。レーザーが s 偏光であるとし、E = (0, 0, Ez) とすると、(4) 式は次のように書ける。
∂ 2 E z ( x, t )状態を与えるクローニッヒ・ペニーモデル[1, 2]を用いて、周期境界中の電子の波動関数を求めた。さらに久保公式[3, 4]を用いて、誘電応答関数を量子力学的に求め、レーザー場と固体中の電子の相互作用を簡易的に評価し、侵入長等を求めた。将来 TDDFT（時間依存密─ 55 ─

∂ x2+ k L2 ε Ez ( x, t ) =0(5)(5) 式の解は、形式的には次のように書ける。

ε dx′ )(+ A ( x, t ) exp ( − i k ∫ ε dx′ )Ez ( x, t ) = A+ ( x, t ) exp i k L ∫

x

−∞

x

−

L

∞

(6)

関エネルギー、である。基底状態の電子密度は、(14) 式

３．固体中の電子の波動関数、及びバンド構造[6]固体は、原子が結晶構造を組んでおり、電子の波動において 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

関数に周期性が表れ、所謂バンド構造を形成する。結晶中の電子の波動関数、及びポテンシャルは、ブロッ

いて、次のように書けると仮定する。

ホの定理で表される関数形を持つ。 t は格子ベクト

ne ( r ) = ∑ ϕk ( r )nル、K は逆格子ベクトルである。

2

(16)

k

m

ϕ (r − =t n ) exp ( i k ⋅ t n ) ϕ ( r )(7)N 電子波動関数が単一のスレーター行列式で書けるとV (r − =t n ) exp ( i k ⋅ t n ) V ( r )(8)

きは、(16) 式は正しい。規格直交条件の下で(14) 式の変t n = n1 a1 + n2 a 2 + n3 a3(9)分を行うことで、Kohn - Sharm の方程式が得られる。

K m = m1 b1 + m2 b 2 + m3 b3(10)

bi ⋅ a j =2π δ ij(11)

1
H KS =− ∇ 2 + veff ( r )2(17)結晶中の 1 電子の波動関数は、シュレディンガー方

H KS ϕk ( r ) = ε k ϕk ( r )(18)n ( r′)+ µ XC ( r )veff ( r ) =vext ( r ) + ∫ d r ′ er − r′(19)

程式で決定される。

 2 2
∇ + V ( r )  ϕ ( r ) =E ϕ ( r )
−
 2me


(12)

平面波展開と周期性より、固有状態は以下のように

ここで、veff は有効 1 電子ポテンシャル、vH は電子間
静電ポテンシャル、µXCは交換相関ポテンシャル、であり、局所近似を用いて次式で表される。

書ける。

ϕk ( r )
=

∑c

k
Km

Km

exp i ( k + K m ) ⋅ r 

1/3

3

ne ( r ) 
π



(13)

µ XC ( r ) = − (20)エネルギー固有値も k, K の関数となるため、m

複雑な構造（バンド構造）を持つ。

５．久保公式[3, 4]による複素誘電応答関数の導出
複素誘電応答関数は、複素電気伝導度を用いて次式

４．密度汎関数理論[6]で表される。

多電子系の相関エネルギーに関する理解は、固体の電ε r ( ω )= 1 −子構造に関する理論に大きな進歩をもたらした。密度汎関数理論により、全系の基底状態のエネルギーが電子密

ε i (ω ) =度の汎関数として一意的に決まることが保証され、さらに 1 電子密度、及び 1 電子波動関数を決める式が与え

σ i (ω )
ε0 ω

(21)

σ r (ω )
ε0 ω

(22)

複素電気伝導度は、久保公式を用いて、次式で表さ
れる。

られる。
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′2σ r (ω ) =
(14)

(15)

0

ext

は外場ポテンシャル、E

XC

NB

は交換相
─ 56 ─

NB× ∑ ∑ ∑  F ( ε i , k ) − F ( ε j, k ) (23)

k =j 1 =i 1
3

ここで、T は運動エネルギー、U は電子間静電相互作
用エネルギー、v

2 π e2 2
3 me2 ω V×∑

ψ j , k ( r ) ∂ / ∂ xα ψ i, k ( r )

α =1

2

× δ ( ε j, k − ε i , k − ω )σ i (ω ) = −

2ω

π

P∫

σ r (ν )dν
ν 2 − ω2(24)

F (ε ) =1
ε −µ 1 + exp  kB T (25)

で、幅 b は b << a とする。
エネルギー
（原子単位）
V0

密度汎関数理論により 1 電子の波動関数を求め、(21) 式から(25) 式を用いて複素誘電応答関数を求める。

ab

求めた複素誘電応答関数を(5) 式に代入し、金属中の電a0

場強度分布を求め、レーザーと金属の相互作用を求める。

bx（原子単位）

図 2 井戸型の障壁をもつポテンシャル

６．時間依存密度汎関数理論[5]図 2 のポテンシャル中では、解析的に conduction band

第一原理計算手法である時間依存密度汎関数理論では、レーザー電場をベクトルポテンシャル A(t) で記述(E > V0 ) の波動関数を求めることができる。電子のシュレディンガー方程式は以下のように書ける。

し、A(t) を含む時間依存のシュレディンガー方程式を 2 d ϕ1 ( x )= E ϕ1 ( x )2me d x 2
2−

解き、波動関数の時間空間発展を求め、高強度パルス光

0≤ x≤a(26)

 2 d 2
+ V0 =ϕ2 ( x ) E ϕ2 ( x ) − b ≤ x ≤ 0−2
 2me d x
が物質中をどのように伝搬するのか、また光から物質中の電子にエネルギーが移行する様子を求める。初期の波動関数は、密度汎関数理論により求める。巨視的空間ス
ケールでの光伝播を記述する Maxwell 方程式に対する(27)
この場合、波動関数は、次のようになる。

時間領域差分法 (FDTD 法)と、ミクロなスケールの電ϕ1 =( x ) C1+ ei α x + C1− e−i α x子ダイナミクス計算を結合したマルチスケール・ シミュレーション法を新たに確立し、パルス光と固体の相互作用に関する研究のさらなる発展を進めている。図 1
は、時間依存密度汎関数理論と Maxwell 方程式を連立させ、光の物質中での伝搬と吸収に関する解析を行う場
合の概略図である。

ϕ2 =( x) C e+ iβx
20≤ x≤a(28)− −i β x2+C e−b ≤ x ≤0

(29)

α=

=
β

2E

(30)

2 ( E − V0 )(31)

周期境界条件とブロッホの定理から、次の関係式が導ける。

図 1 時間依存密度汎関数理論と Maxwell 方程式を連立させ、光の物質中での伝搬と吸収に関する解析

+
−1
−1
1
1
 C1 
α
 −
−α
−β
β

 C1  = 0−i β bi βb   + 
 ei α a e − i α a
− λe
− λe
C
 iα a 2 
−i α a−i β bi βbλβ e  C2− − λβ eα e − α e

λ = ei kL

(32)

(33)

を行う場合の概略図(32) 式が有意な解を持つためには、行列式が 0 でな
７．クローニッヒ・ペニーモデル[1, 2]

ければならない。

レーザー場と相互作用する電子状態を記述する簡易

1モデルとして、図 2 のような井戸型の障壁が周期的に

α
iα a

1
−α

− λe

−1

β
−i β b− λ ei β b

並んだポテンシャル中の電子状態を考えた。高さが V0e

で 幅が b，周期が L = a + b の井戸型のポテンシャル

α ei α a − α e−i α a − λβ e−i β b λβ ei β b─ 57 ─

e−i α a

−1
−β

=0
(34)

ϕ=
( x ) ϕ=1 ( x)(34) 式から(35) 式（バンド構造）が得られる。

2 E ( E − V0 )c2+ e β x + c2− e− β xϕ=( x ) ϕ=2 ( x)

sin 2 Ea ⋅ sin 2 ( E − V0 )b(35)= cos kL

1 + iβ / α
1 − iβ / α
2i β / α−
1 − iβ / αc1− =(32) 式を解くことにより、波動関数が得られる。

ϕ=( x ) ϕ=1 ( x)

c2+ + c2− i α x
e + c1− e− i α x )− (1 + c1

ϕc e=( x ) ϕ=2 ( x)

×0≤ x≤a+ iβx2− −i β x
2

+c e

×

+
2

1 − iβ / α
1 + iβ / α−
1 − iβ / α×−i β b +i α aβ / α −1− e− β /α e+ 2λ eiα a2β / α − 2λ e ( β / α cos β b + i sin β b )

c =

c2− =

λ ei α a ( i β / α cosh β b − sinh β b ) − 2i β / α
e2i α a ( i β / α − 1) + 2λ e− β b + i α a − 1 − i β / αλ ei α a ( i β / α cosh β b − sinh β b ) − 2i β / α(47)

1+ β / α1− β / α−1+ β / αψ ( x ) = Aϕ ( x )(48)

β / α − 1 − e 2 i α a − β / α e 2 i α a + 2λ e − i β b + i α a2β / α − 2λ ei α a ( β / α cos β b + i sin β b )×e2i α a ( i β / α − 1) + 2λ e− β b + i α a − 1 − i β / α

(46)

(38)

2

2

c2+ =

1− β / α1+ β / α2β / α+1+ β / α
2i α aλ ei α a ( i β / α cosh β b − sinh β b ) − 2i β / α
(45)

c1− =

2i α ae2i α a ( i β / α − 1) + 2λ e− β b + i α a − 1 − i β / α

(36)
(37)

−b ≤ x ≤0(44)−b ≤ x ≤0

ここで、(48) 式中の A は規格化定数である。

(39)

例題として図 3 では、アルミニウムの格子定数、L を

c2− =β / α − 1 − e2i α a − β / α e2i α a + 2λ e− i β b + i α a
2 β / α − 2λ ei α a ( β / α cos β b + i sin β b )用い、b = 0.1165 L, V0 = アルミニウムのフェルミエネル
ギーを用いて求めたバンド構造を示す。
20

(40)

ψ ( x ) = Aϕ ( x )conduction

(41)

10

ここで、(41) 式中の A は規格化定数である。
Valence band の場合も同様にして、バンド構造と波動関数が求められる。

+

2 E (V0 − E )= cos kL0

-10valencecos 2 Ea cosh 2 (V0 − E )b
V0 − 2 E

E – V0 (eV)

−

(43)

0≤ x≤acos 2 Ea ⋅ cos 2 ( E − V0 )b
2 E − V0c2+ + c2− i α x( e + c1− e−iα x )1 + c1−-20

sin 2 Ea sinh 2 (V0 − E )b(42)

─ 58 ─

0

0.2

0.4

0.6

kL / π

図 3 得られたバンド構造

0.81

図 4 は、求めた複素誘電応答関数である。

図 6 は、手法開発のための例題として求めた、レー400

ザーの反射率である。

3001

誘電応答関数

200

0.95

虚部

100

-100

反射率

0
実部

-200
-300

0.9

0.85
0

1

2

3

4

光子エネルギー (eV)0.8

図 4 求めた複素誘電応答関数

0

1

2

3

4

光子エネルギー (eV)

図 6 求めたレーザーの反射率
レーザーの侵入長を次式で求めた。
cδ (ω ) =(49)

ωηi (ω )８．結言
固体とレーザーの相互作用研究の初期段階として、井ここで、ηi(ω) は複素屈折率の虚部であり、誘電応答関戸型の障壁が周期的に並んだポテンシャル中の電子状数を用いて次式で表される。

1

ηi=
(ω )

2

( ε (ω ) + ε (ω ) − ε (ω )) (50)
2
r

1/ 2

2
i

r

図 5 は、求めたレーザーの侵入長である。

態を与えるクローニッヒ・ペニーモデルを用いて、周期境界中の電子の波動関数を求めた。久保公式を用いて、誘電応答関数を量子力学的に求め、レーザー場と固体中

30

吸収長 (nm)の電子の相互作用を簡易的に評価し、侵入長等を求めた。
時間依存密度汎関数理論では、レーザー電場をベクト

20

ルポテンシャル A(t) で記述し、A(t) を含む時間依存のシュレディンガー方程式を解き、波動関数の時間空間発10展を求め、高強度パルス光が物質中をどのように伝搬
0

す
0

1

2

3

光子エネルギー (eV)4

るのか、また光から物質中の電子にエネルギーが移行する様子を求める。巨視的空間スケールでの光伝播を

図 5 求めたレーザーの侵入長

記述

図 4 の複素誘電応答関数より、金属表面のレーザーの反射率は次式により求められる。
2=
R (ω )

確立し、パルス光と固体の相互作用に関する研究のさら(51)
ここで、n(ω) は複素屈折率、ηr(ω) は複素屈折率の実部であり、誘電応答関数を用いて次式で表される。

ηr=
(ω )

(52)

( ε (ω ) + ε (ω ) + ε (ω )) (53)
2

1

2
r

2
i

法)と、ミクロなスケールの電子ダイナミクス計算を結合したマルチスケール・ シミュレーション法を新たに

2n (ω ) − 1ηr (ω ) − 1 + ηi2 (ω )=22n (ω ) + 1
ηr (ω ) + 1 + ηi2 (ω )n=( ω ) η r ( ω ) + i ηi ( ω )する Maxwell 方程式に対する時間領域差分法 (FDTD

なる発展を進めている。現在、矢花らにより、時間依存密度汎関数理論を用いたアルミニウムの誘電応答関数
等の計算が精力的に行われている。実験結果[7]との比較等、活発な議論が本稿の著者間で行われている。

1/ 2

r

今後の課題としては、TDDFT シミュレーションで求めたレーザーの吸収率・係数と、クローニッヒ・ペニー

─ 59 ─

モデルによるレーザー吸収率・係数との比較・検討等が挙げられる。

参考文献

4） B. Holst, et. al : Phys. Rev. B 90, 035121 (2014).

1）L. L. Chang, L. Esaki, and R. Tsu :5）矢花一浩；レーザー研究 44 (2016) 789-793.

Appl. Phys. Lett. 24 (1974) 593-595.

6）藤原穀夫、固体電子構造論、内田老鶴圃 (2015)。

2）J.J. Ritsko, D. J. Sandman, and A. J. Epstein :7）Igor Zoric, Michael Zach, Bengt Kasemo, and Christoph

Phys. Rev. Lett. 34 (1975) 1327-1330.

Langhammer : ACS NANO 5 (2011) 2535–2546.

3）R. Kubo: J. Phys. Soc. Jpn. 12 (1957) 570-586.

─ 60 ─

令和 2 年度レーザー損傷しきい値データベース化試験結果―248nm 用光学素子 1000-on-1 試験―
レーザー技術開発室
本越伸二、坂本高保
英ガラスの内部損傷しきい値は 1-on-1 試験で約 4 J/cm2

１．はじめにレーザー装置およびその応用機器には、ミラーやレンであるのに対して、約 1/3 の 1.3 J/cm2 で繰返し照射した

ズなど、多くの光学素子が使用されている。これら光学

とき、繰返し周波数に依存して透過率低下は大きくなっ

素子は高出力レーザー光に曝されると、しばしば損傷ている。また、それぞれの繰返し照射で透過率が急激に（レーザー損傷）を引き起こす。
損傷が発生した部分は、低下し中断しているのは、内部で損傷が発生したことを当初の光学性能が得られないだけではなく、回折等によ示している。このように、繰返しパルスの照射の場合にり後段光学素子の損傷の要因にもなる。そのため、使用

は、1 パルス照射に比べて低いフルーエンスで損傷が発する光学素子のレーザー損傷しきい値を把握し、しきい

生するため、多くのユーザーにとっては繰返しパルス照値以下のエネルギー密度でレーザー装置を運転する必

射時のレーザー損傷しきい値が重要な値と言える。
令和 2 年度はデータベース化試験として、
波長 248nm

要がある。
レーザー技術総合研究所（ILT）では、平成 17 年度よ用高反射膜および反射防止膜に対する1000-on-1 試験をり光学素子のレーザー損傷しきい値評価試験を開始し、行った。繰返し周波数を 100Hz に固定し、試料表面 1

毎年約 50 個の光学素子の試験を行っている。また、平ヶ所に対して最大 1000 パルスを照射し損傷の有無を確

成 20 年度よりレーザー損傷しきい値データベース化試

認することにより損傷しきい値を決定した。本報告では、

験（以下、データベース化試験）を行ってきた。これは、1000-on-1 試験の測定結果をまとめ、平成 23 年度実施し評価する光学素子の仕様を決め、参加企業から提供してた波長 248nm 用光学素子の 1-on-1 データベース化試験

頂き、同じ条件で試験を行うものである。これまで、波の結果と比較することにより、繰返しパルス照射による

長 1064nm、532nm、355 nm、248nm のレーザー装置に用いる光学素子に対して試験を行ってきた。各企業から提供された光学素子のレーザー損傷しきい値はそれぞ

Fluence: 1.3 [J/cm2]

ザー損傷しきい値の頻数分布として ILT のホームペー
ジ上で一般に公開している 1)。
これまでの試験は、1 パルスのレーザー照射に対して損傷の有無を判定する、1-on-1 と呼ばれる試験法を用いてきた。一方、レーザー利用の多くは、連続動作か、繰

Transmittance [N. U.]

れの企業に報告するが、同時に、全ての試験結果をレー
1
0.9

10Hz
30Hz

0.8

80Hz
100Hz

0.7

返しパルス動作である。そのため、繰返しパルス照射時の光学素子のレーザー損傷しきい値評価が望まれてい
た。

0.6

0

2000
4000
Shot number

6000

図 1 は波長 193nm のレーザーパルスを繰返し照射し図 1 波長 193nm 繰返しレーザーパルス照射たときの合成石英ガラスの透過率変化を示す 2)。合成石

時の合成石英ガラスの透過率変化

─ 61 ─

レーザー損傷しきい値低下の傾向について考察する。

に統一した。反射防止膜では基板面までレーザー光が届
くので、コート前の表面粗さやクリーニングの状態が損

２．試料仕様傷しきい値に影響を及ぼす。そのため、表面粗さのみ指令和 2 年度は、第 21 回 248nm 用高反射膜（ミラー）、

定し、クリーニングも含めた成膜方法は自由とした。ま

第 22 回 248nm 用反射防止膜を評価対象とした。それぞ

た、提供試料は必ずしも同一ロットである必要はないもれの仕様は表 1 にまとめた。高反射膜では、レーザー装のとした。

置内で最も多く使用されている入射角 45°、反射率 99%
以上（P 偏光）の誘電体多層膜ミラーを評価対象とし、第21 回および第22 回の参加企業数はどちらも7 社で、試料数はそれぞれ 26 個と 21 個であった。

基板材料は任意とした。P 偏光では、S 偏光に比べて高い反射率が得にくく、一般に、S 偏光に比べて損傷しき

３．評価装置と方法

い値が低い。一方、反射防止膜の基板材料には、広く窓レーザー損傷しきい値評価試験装置の概要を図 2 に材として使用される合成石英ガラス材料を用いること示す。評価用レーザー装置には、波長 248nm、パルス幅10ns の KrF エキシマレーザー（Lambda Physik 社）を使

表１ データベース化試験試料の仕様用した。レーザー装置から出力されたレーザーパルスは、

第21回

第22回

エネルギー減衰器を通った後、焦点距離 500mm のレン

高反射膜

反射防止膜

ズにより試料上に集光した。試料上のビームサイズは、

長

[nm]

248

パルス幅

[ns]

10

入射角度

[°]

波

レンズ―試料間と同じ距離の位置に設置した紫外用ビームプロファイラ（CMOS カメラ）を用いて計測した。

45

0

P

-

>99

<0.5

エネルギーメータでパルスエネルギーを測定した。照射

基板材料

指定なし

石英ガラス

エネルギーはレーザー装置の放電印加電圧とエネルギ

基板研磨状態

光学研磨

RMS<10Å

ー減衰器により調整した。

裏面研磨状態

指定なし

表面と同様

偏

光

反射率

[%]

参加企業数

7

7

評価試料数

26

21

ビームスプリッタによりレーザー光の一部を反射させ、４．248nm 高反射膜データベース化試験結果
図 3 に高反射膜の試料について行った 1000-on-1 試験

Attenuator

KrF excimer laser (248nm, 10ns, 100Hz)
Energy meter

Lens
f=500

CMOS camera
SampleSplitterDamperDigitalmicroscope

図 2 損傷しきい値評価用レーザー装置光学配置図
─ 62 ─

の結果をまとめた。横軸はレーザー損傷しきい値、縦軸10は試料数を示している。参加企業数 7 社、試料数 26 に対して、最大損傷しきい値は 7.6 J/cm2、最小損傷しきい8

値は 0.9 J/cm2 であり、評価した試料の多くが 2〜4 J/cm2
であることが判った。安全係数を考慮すると、波長6248nm エキシマレーザーでは、を 1 J.cm2 以下のフルー
4

エンスで稼働する必要がある。

2

５．反射防止膜データベース化試験
高反射膜と同様に評価した反射防止膜の1000-on-1 試

0験結果を図 4 に示す。参加企業数 7 社、試料数 21 に対

0

1

2

3

4

5

6

7

8

9

10

2

Damage threshold [J/cm ]して、最大損傷しきい値は 26.6 J/cm2、最小損傷しきい

図 3 248nm 用高反射膜のレーザー損傷しきい値

値は 1.6 J/cm2 であった。反射防止膜の場合には、高反射膜と違い、企業間、試料間で大きくしきい値に違いが5現れた。また高反射膜のしきい値に比べて、平均値、最大値ともに 3 倍程度高いしきい値であることも分かっ4た。波長 248nm 以外のこれまでのデータベース化試験
では、反射防止膜よりも高反射膜の方が高いしきい値を3もつ結果が得られている。この理由は、基板表面の状態
2がレーザー損傷しきい値を決定する大きな要因であり、基板表面に光が届く反射防止膜では低いしきい値とな1ると説明されている。しかし、248nm の場合では、基0板表面よりも、薄膜自身の吸収が損傷しきい値を決定すると言える。反射防止膜は、高反射膜に比べて層数が少

0

10

20

30
2

Damage threshold [J/cm ]なく、屈折率差が少ない複数の材料でも設計が可能であ

図 4 248nm 用反射防止膜のレーザー損傷しきい値る。そのため高反射膜よりも設計の自由度があり、大きな損傷しきい値の違いに繋がったと考えられる。
ガラス上反射防止膜の結果である。それぞれの参加企業
６．単一パルスによるレーザー損傷しきい値データベ数、試料数は、11 社 26 サンプルと 11 社 29 サンプルであった。

ースとの比較
波長 248 nm 用光学素子については、平成 23 年度に
1-on-1 試験のデータベース化試験を実施している 3)。その時の結果と比較することにより、248 nm 用光学素子の耐力変化、繰返しパルス照射の影響について考察した。
図 5 に平成 23 年度 1-on-1 データベース化試験の結果を示す。提供して頂いた光学素子の仕様は今回と同じであり、図 5(a)に入射角 45°の高反射膜、図 5(b)に合成石英

高反射膜の 1-on-1 データベースの最大損傷しきい値
は 8.3 J/cm2、最頻数しきい値は 3～4 J/cm2 である。先の図 3 と比較すると、今回の 1000-on-1 試験とほぼ同じであることが分かる。但し、データベースの頻数分布を比較すると、1000-on-1 試験では 1.5～3 J/cm2 で頻数が増加している。このことから高反射膜では繰返しパルス照射により僅かに損傷しきい値が下がると言える。

─ 63 ─

一方、反射防止膜では、1-on-1 データベースの最大損傷
しきい値は 13.5 J/cm2、最頻数しきい値は 3～4 J/cm2 で16あり、先の図 4 の最大損傷しきい値、最頻数しきい値と海外サンプル

14

参加サンプルもに 2 倍以上高くなっている。繰返しパルス照射でも損

12

傷しきい値が高いことから、1-on-1 試験では更に高耐力10になっていると予想されるので、平成 23 年から大きく

8

高耐力化が進んだと考えられる。上述の高反射膜と違い

6反射防止膜で高耐力化が進んだのは、合成石英ガラス表

4面の研磨、洗浄方法などが大きく改善されたものと考え

2

られる。

0

0

1

2

3

4

5

6

7

8

9

10

７．まとめ

2

Damage threshold [J/cm ]令和 2 年度は、第 21 回、22 回レーザー損傷しきい値(a) 高反射膜

データベース化試験として、波長 248nm 用高反射膜および反射防止膜に対して1000-on-1 評価試験を実施した。

10
海外サンプル
参加サンプル8

反射防止膜の損傷しきい値は、高反射膜のしきい値の 2倍以上高いことを示した。これは誘電体多層膜の紫外域の吸収が損傷の主要因であることを意味している。また

6

平成 23 年度に実施した 1-on-1 評価試験の結果と比較し、高反射膜は繰返し照射の効果により僅かにしきい値の4低下が見られるのに対して、反射防止膜は大きく耐力が向上していることを示した。

2

今後、継続しデータを蓄積するとともに損傷要因の解0

明および高耐力化を進めていく。
0

2

4

6

8

10

12

14

Damage threshold [J/cm 2](b) 反射防止膜
図 5 248nm 用光学素子 1-on-1 データベース
化試験結果 3)

参考文献
1) http://www.ilt.or.jp/testing/kenkyukai.html
2) S.Motokoshi, te al., Proc. of ALPS’17 (Yokohama, 2017) APS17-7.
3) ILT2012 年報（2012）.

─ 64 ─

(b)

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
者 Y.Nakata, E. Hayashi, K. Tsubakimoto, N. Miyanaga, A. Narazaki, T. Shoji, and Y.Tsuboi
Nanodot array deposition via single shot laser interference pattern using laser-induced forward
題 目transfer
International Journal of Extreme Manufacturing, 2 (2020) 025101 (5pp),
論文誌名
doi.org/10.1088/2631-7990/ab88bf
著 者 H. Daido, T. Yamada, C. Ito, M. Miyabe, T. Shibata, H. Furukawa, and S. Hasegawa
Generation of particles and fragments by quasicontinuous wave fiber laser irradiation of
題 目stainless steel, alumina, and concrete materials
論文誌名 J. Laser Appl. 33, 012001 (2021)Open Access; https://doi.org/10.2351/7.0000190
著 者 大道博行
題 目 廃炉に向けたパワーレーザー利用研究の現状と課題
論文誌名 電気評論 第682号（第105巻第 8号）pp.9-17(2020)
著 者 長谷川秀一、大道博行、山田知典、伊藤主税、宮部昌文、柴田卓弥
題 目 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
論文誌名 JAEA-Review 2020-031 DOI:10.11484/jaea-review-2020-031
著○レーザープロセス研究チーム
著 者 藤田雅之
題 目 総論「レーザーエネルギーの応用」
論文誌名 電気評論、105巻, 8号、pp.7-8、（2020）著 者 藤田雅之
第11章 CFRP、CFRTPの金属・異材材料との接着・接合技術 第8節 短パルスレーザーを題 目用いたCFRPの微細加工技術
論文誌名 CFRP/CFRTPの界面制御、成形加工技術と部材応用（2020）
Y. Maeda，Y. Hironaka, T. Iwasaki, K. Kawasaki, Y. Sakawa, T. Izumi,M. Ota, S. Egashira,
著 者
Y. Nakagawa, N. Higashi, Y. Sentoku, R. Kodama, N. Ozaki, T. Matsuoka, T. Somekawa,
題 目 Observation of ultra-high energy density state with x-ray free electron laser SACLA
論文誌名 High Energy Density Physics、36、100813、（2020）○レーザー計測研究チーム
著 者 T. Somekawa，J. Izawa, M. Fujita, J. Kawanaka, and H. Kuze
題 目 Remote detection of oils in water using laser Raman spectroscopy
論文誌名 Opt. Commun. 480，126508，（2021）
著 者 染川智弘
題 目 ラマンライダーによる環境計測
論文誌名 電気評論、105巻、8号、pp.30-37、（2020）著 者 染川智弘
題 目 編集幹事の経験
論文誌名 レーザー研究、48巻、11号、pp. 573、（2020）著 者 染川智弘
題 目 「レーザーリモートセンシング技術の最新動向」特集号によせて論文誌名 レーザー研究、48巻、11号、pp. 574、（2020）著 者 染川智弘
題 目 ラマンライダーを利用した水中モニタリング手法の開発
論文誌名 レーザー研究、48巻、11号、pp. 599-603、（2020）─ 67 ─

著 者 染川智弘
題 目 ラマンライダーによる海中モニタリング技術の開発
論文誌名 光アライアンス、31巻、12号、pp. 57-60、（2020）○レーザーバイオ化学研究チーム
著 者 H. Chosrowjan，S. Taniguchi
題 目 Photoluminescence Up-Conversion Spectroscopy
論文誌名 Encyclopedia of Applied Physics (EAP)1-21、（2020）
著 者 T.Saiki，S.Taniguchi
Production of Reduced Al Nanoparticles from Al Oxide by Applying High Voltage Pulses to
題 目
Solutions
論文誌名 Journal of Nano Research，Volume 63，pp.76-88，（2020）
著 者 K.Lugsanangarm，F.Tanaka, S.Kokpol, N.Nunthaboot, S.Taniguchi, H.Chosrowjan
Effects of protein association on the rates of photoinduced electron transfer from tryptophan
題 目 residues to excited flavin in medium-chain acyl-Co A dehydrogenase. Molecular dynamics
simulation
Journal of Photochemistry and Photobiology A: Chemistry，Volume 407，pp.113039-113049，
論文誌名（2020）
著 者 A.Nueangaudom，S.Pianwanit, H.Tamaoki, Y.Nishina, F.Tanaka, S.Taniguchi, H.Chosrowjan
Interactions between isoalloxazine and o-aminobenzoate in o-aminobenzoate-d-aminoacid
題 目oxidase complex. Molecular dynamics and molecular orbital studies
Journal of Photochemistry and Photobiology A: Chemistry，Volume 408，pp.113090-113100，
論文誌名（2021）
N.Nunthaboot，F.Tanaka, K.Lugnangarm, A.Nueangaudom, S.Pianwanit, S.Kokpol,
著 者
S.Taniguchi, H.Chosrowjan
Protein dynamics of five FMN binding protein isomers revealed by residue electrostatic
題 目energies between ionic residues: Correlation Coefficients
論文誌名 Chemical Papers (CHPA - Springer Journal)，74，2901 - 2915，（2020）
著 者 N.Nunthaboot，S.Taniguchi, H.Chosrowjan, F.Tanaka
Equivalence between inverted region of energy gap law and inverted region of donor-acceptor
題 目
distance in photoinduced electron transfer processes in flavoproteins
論文誌名 Royal Society of Chemistry Advances (RSC Adv.)，11，8821 - 8832，（2021）
K. Lungsanangarm，H. Tamaoki, Y. Nishina, M. Kitamura, N. Nunthaboot, F. Tanaka,
著 者
S. Taniguchi, H. Chosrowjan
Simultaneous analyses of the rates of photoinduced charge separation and recombination
題 目 between the excited flavin and tryptophans in some flavoproteins: Molecular dynamics
simulation
論文誌名 American Institute of Physics Advances (AIP Adv.)，10/10，105224 (1-14)，（2020）○レーザー技術開発室
K.Mikami，M.Ishino, T.-H. Dinh, S.Motokoshi, N.Hasegawa, A.Kon, Y.Inubushi, S.Owada,
H.Kinoshita, M.Nishikino
Laser-induced damage thresholds and mechanism of silica glass induced by ultra-short soft
題 目
x-ray laser pulse irradiation
論文誌名 Optics Letters，Vol.45, No.8，pp.2435-2438，（2020）
著 者 Y.Honda，S.Motokoshi, T.Jitsuno, K.Fujioka, T.Yamada and M.Yoshida
Concentration-dependent fluorescence decay and energy transfer in Cr3+ and Nd3+ co-doped
題 目
Y3Al5O12 ceramic powder
論文誌名 Japanese Journal of Applied Physics，Vol.60, No.032001，032001-1 - 032001-6，（2021）
著者

─ 68 ─

国際学会発表リスト○レーザーエネルギー研究チーム
著 者
題 目
会議名
著 者
題 目
会議名

H. Daido, T. Yamada, C. Ito, M. Miyabe, T. Shibata, H. Furukawa and S. Hasegawa
Invited talk at the Web Conference of Laser Solution for Space and the Earth 2020,
OPTICS & PHOTONICS International Congress 2020
H. Daido, T. Yamada, C. Ito, M. Miyabe, T. Shibata, H. Furukawa and S. Hasegawa
Production of fine particles and fragments emitted from laser ceramic and concrete interactions
Web Conference of Laser Solution for Space and the Earth 2020，web

国内学会発表リスト○レーザーエネルギー研究チーム
著 者
題 目
会議名
著 者
題 目
会議名

大道博行、山田知典、伊藤主税、宮部昌文、柴田卓弥、古河裕之、長谷川秀一
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(3)(2) レーザー照射金属、セラミックス、コンクリートにおける微粒子発生の考察
日本原子力学会2020年秋の大会（WEB Meeting） 講演番号2D17、2020年9月17日
大道博行、山田知典、伊藤主税、宮部昌文、柴田卓弥、古河裕之、Stephen Robert Wells、
長谷川秀一
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(4) (1) レーザー照射ジル
コニアにおける微粒子発生過程
日本原子力学会2021年春の年会（WEB Meeting） 講演番号2J12、2021年3月18日○レーザープロセスチーム
著 者
題 目
会議名

藤田雅之、田島孝敏、新村 亮、兒玉了祐
レーザー加熱による月面模擬砂を用いた建設材料の作製
第64回宇宙科学技術連合講演会、2020年10月28日、オンライン○レーザー計測研究チーム
著 者
題 目
会議名
著 者
題 目
会議名
著 者
題 目
会議名
著 者
題 目
会議名
著 者
題 目
会議名
著 者
題 目
会議名

倉橋慎理、本越伸二、島田義則、大坪祐介、島原直樹、安藤明宏
レーザーを用いた水中コンクリート構造物検査技術の開発
レーザー学会学術講演会第41回年次大会、2020年1月20日、オンライン開催
染川智弘、伊澤淳、河仲準二、藤田雅之、久世宏明
レーザーラマン分光を利用した水中油の遠隔計測技術の開発
第31回レーザセンシングシンポジウム、2020年9月3日、オンライン
染川智弘、ハイクコスロービアン、谷口誠治
共鳴ラマンライダーに向けた深紫外波長可変光源の誘導ブリルアン散乱パルス圧縮
第81回応用物理学会秋季学術講演会、2020年9月8日 同志社大学、オンライン
倉橋慎理
レーザーを用いた車載式打音検査装置の開発
2020年度自動車・モビリティフォトニクス研究会第2回討論会、2020年10月9日
フクラシア品川クリスタル（港南）3F会議室I
染川 智弘、伊澤 淳、藤田 雅之、河仲 準二、久世 宏明
レーザーラマン分光を利用した水中油の遠隔計測技術の開発
レーザー学会学術講演会第41回年次大会、2021年1月20日、オンライン
染川智弘、ハイクコスロービアン、谷口誠治
共鳴ラマンライダーに向けた深紫外波長可変Ti:Sレーザーの誘導ブリルアン散乱パルス圧縮
第68回応用物理学会春季学術講演会、2021年3月16日、オンライン
─ 69 ─

○レーザー技術開発室
著 者
題 目
会議名

村松功希、本越伸二、吉田実、藤岡加奈
レーザー3Dプリンティングによるガラス光学素子の開発
応用物理学会春季学術講演会、2021年3月16日、オンライン

─ 70 ─

事 業 報 告 書

事

業

報

告

書

（令和 2 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 2 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 2 年度の主な活動】
産業用レーザー開発プロジェクトでは、省エネルギー効果が期待されるレーザー
加工技術の発展に資するため、産業用レーザーの基盤となる波面制御技術および小型・高効率 UV レーザーの開発を行った。
レーザー微量分析研究プロジェクトでは、共鳴ラマン効果を利用して大気中有害微量物質を高感度で検出することを目的として、深紫外域での波長可変レーザーの高出力化と短パルス化を行った。
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目
指し、原子力や素粒子研究分野で要求されているレーザー関連技術の研究開発を推進した。
レーザープロセス分野では、ものづくりイノベーションを支援するレーザープロ
セス応用技術の基礎・応用開発研究を行った。
レーザー計測分野では、レーザー計測・分析技術の高性能化に資する基盤技術として、非破壊診断技術の高度化、レーザー超音波法の新しい分野への適用、環境計
測技術の開発を行った。
レーザーバイオ化学分野では、生物・医療・創薬分野への応用を目指し、蛋白質や酵素の構造変化と生理活性の関連性を明らかにするための分光研究を進めた。また、多光子吸収過程を利用した効率的、選択的核廃棄物分離法の開発を進めた。
理論・シミュレーション分野では、レーザー加工の物理解明に資するため、レー
ザーと物質の相互作用に関して量子力学的考察を行った。また、地震先行現象が電離層に及ぼす効果を定量的に評価した。
レーザー技術開発室では、光学部品や光学材料の開発を進めるとともに、産学連携の中核的な存在として産業界の技術開発を支援し、技術、情報、人材等の交流を行った。
普及啓発活動では、研究成果報告会の開催および展示会への出展(11 月)、機関誌「レーザークロス」の発行(月刊)、ホームページおよびメール配信による情報発信などを実施し、研究成果等の積極的な発信に努めた。

─ 73 ─

1.

役員等の異動（理事）年月日
R2.4.28
R2.7.2（改選）R2.7.2（改選）R2.7.2（改選）R2.7.2（改選）R2.7.2（改選）R2.7.2（改選）R2.7.2（改選）R2.7.2（改選）R2.7.2（改選）R2.7.2（改選）R2.7.2（改選）R2.7.2（改選）

就 任
真釼 康治
島本 恭次(再任)
井澤 靖和(再任)
中塚 正大(再任)
中神 保秀(新任)上原 拓也(再任)
北島 尚史(再任)兒玉 了祐(再任)齋藤 公秀(再任)佐藤 俊志(再任)戸塚 猛喜(再任)中原隆(再任)真釼 康治(再任)

退 任
各務 浩文

（監事）
年月日
R2.7.2（改選）R2.7.2（改選）R2.7.2（改選）

就 任
西原 功修(再任)
日根野文三(再任)福田 浩之(再任)

退 任

（評議員）
年月日
R2.7.2（改選）R2.7.2（改選）R2.7.2（改選）R2.7.2（改選）R2.7.2（改選）R2.7.2（改選）R2.7.2（改選）R2.7.2（改選）R2.7.2（改選）R2.7.2（改選）R2.7.2（改選）R2.7.2（改選）

就 任
香川 英司(再任)
河内 哲哉(再任)佐々木孝友(再任)佐藤 智典(新任)重松 昌行(再任)
西内
誠(再任)
原
勉(再任)
東
邦夫(再任)
藤井 大士(再任)
美濃 由明(再任)望月 孝晏(再任)山田 裕之(再任)

退 任─ 74 ─

２． 役員会等の開催(1) 理事会
第 37 回理事会 (令和 2 年 4 月 6 日 みなし決議)
決議事項
・臨時の第 28 回評議員会の招集及び目的である事項等
第 38 回理事会 (令和 2 年 6 月 15 日 みなし決議)
決議事項
・令和元年度事業報告書
・令和元年度財務諸表
・定時の第29回評議員会の招集及び目的である事項
第 39 回理事会 (令和 2 年 7 月 20 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 40 回理事会 (令和 2 年 10 月 6 日 Web 会議)
決議事項
・基本財産の運用
報告事項
・職務執行状況の報告
・コロナ禍による影響について
第 41 回理事会 (令和 3 年 3 月 11 日 Web 会議)
決議事項
・令和3年度事業計画書
・令和3年度収支予算書及び資金調達及び設備投資の見込み
・就業規則の改定
報告事項
・職務執行状況の報告(2) 評議員会
第 28 回評議員会
決議事項
・理事の選任(令和 2 年 4 月 28 日

みなし決議)

第 29 回評議員会 (令和 2 年 7 月 2 日 みなし決議)
決議事項
・令和元年度財務諸表
・役員等の報酬等に関する規程の制定

─ 75 ─

・改選期に伴う理事の選任・改選期に伴う監事の選任
・改選期に伴う評議員の選任
報告事項
・令和元年度事業報告

３．賛助会員状況
令和 2 年度末会員数

36 社

４．学会および論文発表
学会発表
論文発表

12 件
22 件

(国内：10 件、国外： 2 件)
(国内： 9 件、国外：13 件)

５．特許等出願件数
令和 2 年度出願件数
令和 2 年度末特許保有件数

9件
41 件

(登録：20 件、公開：8 件、他：13 件)

78.5 口─ 76 ─

Ⅰ

研究開発および調査事業

研究開発の推進と成果の拡充を図るため、研究部門では以下のとおり事業活動を実施した。
１．研究調査事業【産業用レーザー開発プロジェクト】
省エネルギー効果が期待されるレーザー加工技術の発展に資するため、産業用レーザーの基盤となる波面制御技術および小型・高効率 UV レーザーの開発を行った。
(1) 波面制御技術に関する研究
レーザービームの波面歪を補償し高品質ビームを実現できる高速動作可変形鏡を開発するため試作品を作製し、波面補正および高速駆動試験による性能評価を行った。
(2) 高性能 UV レーザー光源の開発
出力 0.1W-UV レーザープロトタイプのビーム品質の改善を図り、M2≦1.2 を達成した。またプロトタイプを東京大学内に設置しユーザー評価を開始した。
［関連する主な受託・共同研究］
・革新的小型・高効率 UV レーザー光源の開発
・高速移動物体への遠距離・高強度光伝送のための予測的波面制御の研究【レーザー微量分析研究プロジェクト】
共鳴ラマン効果を利用して大気中有害微量物質を高感度で検出することを目的として、深紫外域での波長可変レーザーの高出力化と短パルス化を行った。
［関連する主な受託・共同研究］
・共鳴ラマン効果による大気中微量有害物質遠隔計測技術の開発【レーザーエネルギー研究チーム】
レーザーエネルギーの新しい応用分野の開拓を目指し、原子力や素粒子研究分野で要求されているレーザー関連技術の研究開発を推進した。
(1)原子炉廃止措置におけるレーザー応用の研究
レーザー切断などは、原子炉廃止措置において期待が寄せられている技術の一つである。種々の材料に対するレーザー切断特性の解明や、それに伴い発生する微粒─ 77 ─

子等の飛散防止と回収が重要な課題である。この点に着目し、種々の大きさの微粒子等の特性を調べた。
(2) 二重ベータ崩壊実験で必要なレーザーの開発研究
ニュートリノを放出しない二重ベータ崩壊の研究に必要な 48Ca の濃縮を目指し、複数の半導体レーザー（LD）の注入同期により高出力、狭線幅の青紫色レーザーを開発している。出力 0.1W の LD について、注入同期の安定性（周波数変動：9MHz、持続時間：3 時間）を実証した。
［関連する主な受託・共同研究］
・レーザー加工により発生する微粒子の解析と核種同定手法の開発
・ 48Ca を用いたニュートリノマヨラナ性の研究と次世代高感度化技術開発【レーザープロセス研究チーム】
ものづくりイノベーションを支援するレーザープロセス応用技術の基礎・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・誘電体各
種材料の加工特性に関する研究を行った。
(2) インフラ構造物へのレーザー加工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目指し、屋外でのレーザー利用に関する安全ガイドライン策定の委員会活動を推進すると共に、月面模擬砂の積層造形や、道路標識の着氷雪の防止に関するレーザー加工技術の適用性の検討を行った。
(3) レーザーによるナノ構造体生成技術の研究
液中レーザーアブレーションによる合金ナノ粒子作製技術について、光照射条件
による粒径変化などへの影響について検討を行った。
［関連する主な受託・共同研究］
・レーザーによる合金ナノ粒子製作と応用
・宇宙空間での建設工事におけるレーザー技術の活用研究
・レーザー加熱による土質材料の有効利用に関する研究
・パワーレーザーの活用に関する調査研究
・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】
レーザー計測・分析技術の高性能化に資する基盤技術として、非破壊診断技術の─ 78 ─

高度化、レーザー超音波法の新しい分野への適用、環境計測技術の開発を行った。
(1) 非破壊診断技術の高度化研究
車載型レーザー打音検査装置の開発を行い、新幹線トンネルおよび道路高架橋において実証試験を実施した。また、トンネル切羽での落石検知に向けた模擬実験を砕石場において実施し、落石検知用のアルゴリズムの開発を進めた。さらに、新たな移動計測技術開発に着手した。
(2) レーザー超音波法の適用性研究
室内実験において、岩石中の弾性波速度を遠隔で計測し、岩種の識別が可能なことを実証した。
(3) レーザーによる環境計測技術の研究
ラマンライダーによる海中環境の遠隔評価、レーザー誘起ブレークダウン分光法
による表面付着物の分析、偏光エリプソメトリーによる溶液中での異物検出などの基礎・開発研究を実施した。
［関連する主な受託・共同研究］
・レーザーによるコンクリート欠陥検査に関する研究
・塩分濃度評価手法の開発
・海底開発における環境影響評価に向けた水中ライダーシステムの開発
・赤外吸収を用いたガス可視化技術の開発【レーザーバイオ化学研究チーム】
生物・医療・創薬分野への応用を目指し、蛋白質や酵素の構造変化と生理活性の関連性を明らかにするための分光研究を進めた。また多光子吸収過程を利用した効率的、選択的核廃棄物分離法の開発を進めた。
(1) 酵素群の機能抑制効果の研究
薬剤分子によるフラビン酵素の機能制御に関し、分子との結合に伴う酵素構造の変化を分光計測および理論計算により予測した。
(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
核廃棄物分離技術に資する価数制御に関し、溶媒による光還元効率の向上と光酸化の利用研究を開始した。
［関連する主な受託・共同研究］
・フェムト秒計測によるフェレドキシン-NADP+酸化酵素の励起ダイナミクス
・溶液中金属イオンの光酸化還元に関する研究─ 79 ─

【理論・シミュレーションチーム】
レーザー加工の物理解明に資するため、レーザーと物質の相互作用に関して量子力学的考察を行った。また、地震先行現象が電離層に及ぼす効果を定量的に評価した。
(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改良を行い、レーザー加工特性を評価した。また、レーザーの固体表面での吸収に関して量子力学的考察を行った。
(2) 地震先行現象の物理メカニズム研究
シミュレーションコードを改良し、地殻変動により生じる分極電荷が電離層に与える影響を評価した。
［関連する主な受託・共同研究］
・地震先行現象の物理メカニズム研究【レーザー技術開発室】
光学部品や光学材料の開発を進めるとともに、産学連携の中核的な存在として産業界の技術開発を支援し、技術、情報、人材等の交流を行った。
(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進め、広帯域反射防止コートおよび紫外用高屈折率材料コートの評価および最適化を行った。
(2) レーザー損傷評価
レーザー損傷評価試験装置の整備を進め、産業界などからの技術相談、評価試験を実施した。また、第 21 回、22 回光学素子レーザー損傷データベース化試験を行った。
(3) 新材料技術の開発研究
レーザー三次元造形法を用いた光学素子形成を目的に、材料となるシリコーンオ
イル厚さの精度向上を図った。

２．各種研究会活動
当研究所の研究開発活動を効率的・発展的に推進するため、関連各界の意見・情報収集の場として、次のような研究会を開催し、当研究所の事業の活性化を図った。

─ 80 ─

［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 33 件の相談・要望に対し、積極的に取り組んだ。
学界との連携では、大阪大学レーザー科学研究所等との共同研究をはじめ、国内外の大学と積極的に連携を図りながら研究を行った。
産学官の連携では、企業、大学等と連携を図りながら、国や(国)新エネルギー・
産業技術総合開発機構(NEDO)などが主導する産学官連携プロジェクト研究に参画した。

４．関連団体との連携(国)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｡

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) 革新的小型・高効率 UV レーザー光源の開発((国)新エネルギー・産業技術総合開発機構
高輝度・高効率次世代レーザー技術開発)(2) 共鳴ラマン効果による大気中微量有害物質遠隔計測技術の開発(安全保障技術研究推進
制度)(3) 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)(4) 空間に調和するカスタム対応型の高輝度ファイバー白色光源の実証((国)科学技術振興機構 A-STEP 実証研究タイプ)

─ 81 ─

(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法の開発((国)日本原子力研究開発機構)(6) レーザー加熱による土質材料の有効利用に関する研究((国)宇宙航空研究開発機
構)

６．受託研究展示会、ホームページなどを通じて受託研究の広報を行い、技術相談窓口等で依頼を受け、レーザー損傷評価試験も含め 31 件の受託研究を実施した。(公募によるものを除く)

７．補助事業
文部科学省の科学研究費補助金や民間団体の研究助成を活用し、以下のような研究を実施した。
(1)強磁場下でのプラズマ・液体金属相互作用(基盤研究 A)(2) 海底開発における環境影響評価に向けた水中レーザーリモートセンシング手法の開発(基盤研究 B)(3) 超高速レーザー分光によるフェレドキシン：NADP 還元酵素の構造予測と反応
解析(基盤研究 C)(4) フェムト秒パルスレーザーによる石英ガラス三次元積層造形技術の開発(天田財団一般研究開発助成)(5) 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)

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。

─ 82 ─

２．研究成果報告会
東京にて、令和元年度の研究成果を報告する研究成果報告会(ILT2020)を開催し、同時にオンラインによる配信も行った。なお、大阪での開催(7 月)は、新型コロナウ
ィルス感染拡大防止のため中止した。
・11 月 11 日 東京都立産業貿易センター 浜松町館(東京)３．機関誌等の発行
機関誌「Laser Cross」の発行および電子メールでの情報配信により、当研究所の研究成果やレーザーに関する国内外の研究開発動向など、幅広い情報の提供を行った。

４．展示会への出展
関係団体が主催する光技術やレーザーに関する展示会へ積極的に出展し、当研究所の広報活動に努めた。なお、レーザーEXPO(4 月、横浜)、光・レーザー関西 2020(7 月、大阪）の展示会は、新型コロナウィルス感染拡大防止のため中止となった。
・光とレーザーの科学技術フェア 2020
ンター 浜松町館(東京)11 月 11 日～13 日 東京都立産業貿易セ

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 2 の国際会議へ参加した。
(1) OPIC 2020 (4 月、日本：オンライン開催)(2)41th Fusion Power Associates (12 月、米国：オンライン開催)

Ⅲ

そ

の

他

事

業

１．IFE（慣性核融合エネルギー：Inertial Fusion Energy)フォーラム活動
レーザー核融合によるエネルギー開発に向けた有識者会議や産学共創を目指す委─ 83 ─

員会活動などを支援した。

２．出版物の刊行
令和 2 年度の研究成果を年報にまとめ、刊行した。
・「ILT2020 年報」(2019～2020) (令和 2 年 9 月発行)

（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。

─ 84 ─

組

織

図

構成員一覧

組

織

図

監
事

レーザーエネルギー研究チーム

レーザープロセス研究チーム
所

副
所

長

レーザー計測研究チーム

長
レーザーバイオ化学研究チーム

評
議
員
会

理

理

事

事

会

長

副
理

常
務

事

理

長

事

理論・シミュレーションチーム

レーザー技術開発室
事
務局長

─ 87 ─

総 務 部

構 成 員 一 覧
理事長
副理事長
常務理事

島本恭次
井澤靖和
中神保秀

◇研究部

所長

井澤靖和

【レーザーエネルギー研究チーム】

チームリーダー
特別研究員
特別研究員

井澤靖和（兼務）
宮永憲明
大道博行【レーザープロセス研究チーム】

主席研究員
主任研究員
主任研究員
副主任研究員
研究員

藤田雅之（チームリーダー）
谷口誠治(兼務)
染川智弘(兼務)
ハイク コスロービアン(兼務)稲田順史【レーザー計測研究チーム】

主任研究員
副主任研究員
研究員

染川智弘（チームリーダー）
オレグ コチャエフ
倉橋慎理【レーザーバイオ化学研究チーム】

主任研究員
副主任研究員谷口誠治（チームリーダー）
ハイク コスロービアン【理論･シミュレーションチーム】

チームリーダー研究員

井澤靖和（兼務）
古河裕之【レーザー技術開発室】

主任研究員
研究員

本越伸二（室長）
坂本高保

◇総務部

事務局長
総務部長
マネージャー
マネージャー
チーフ
事務員
事務員

中神保秀
中神保秀（兼務）
幸脇朱美
小野田理恵
藤田淑子
林 絢子
片岡紀子

【特別研究員】

元日新電機株式会社
三重県立看護大学 名誉教授
元東京工業大学 准教授
大阪市立大学 特任教授
大阪大学 名誉教授
大阪大学 名誉教授
元日本原子力研究開発機構

鈴木泰雄
田中文夫
糟谷紘一
中島信昭
中塚正大
宮永憲明
大道博行

（令和 3 年 6 月現在）
─ 88 ─

【共同研究員】
大阪大学レーザー科学研究所
大阪大学レーザー科学研究所
大阪大学レーザー科学研究所
大阪大学レーザー科学研究所
大阪大学レーザー科学研究所
大阪大学レーザー科学研究所
大阪大学レーザー科学研究所
大阪大学レーザー科学研究所
大阪大学レーザー科学研究所
大阪大学レーザー科学研究所
大阪大学レーザー科学研究所
大阪大学レーザー科学研究所
大阪大学レーザー科学研究所
大阪大学レーザー科学研究所
大阪大学大学院工学研究科
大阪大学大学院基礎工学研究科
大阪大学大学院理学研究科
大阪大学接合科学研究所
大阪大学接合科学研究所
大阪工業大学工学部
大阪産業大学工学部
大阪市立大学大学院理学研究科
岡山大学大学院自然科学研究科
核融合科学研究所
核融合科学研究所
関西学院大学理工学部
関西大学システム理工学部
関西大学システム理工学部
北見工業大学工学部
京都大学化学研究所
京都大学大学院JR西日本寄付講座
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
台湾国立交通大学
国立研究開発法人土木研究所 寒地土木研究所
千葉大学環境リモートセンシング研究センター
千葉大学大学院工学研究院
千葉工業大学
電気通信大学大学院情報理工学研究科
株式会社電気評論社
東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
光産業創成大学院大学
大阪産業大学
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
福井大学大学院工学系部門工学領域
福岡工業大学情報工学部
福井工業大学工学部電気電子工学科
北海道大学大学院工学研究院

所長
教授
教授
教授
教授
教授
教授
准教授
准教授
講師
助教
招へい教授
特任教授
特任教授
教授
教授
准教授
教授
教授
教授
教授
教授
助教
准教授
准教授
教授
教授
准教授
准教授
特定准教授
特定助教
教授
教授
教授
助教
講座教授
研究員
グランドフェロー
准教授
教授
教授
常務取締役
講師
教授
教授
准教授
客員研究員
教授
教授
教授
教授
教授
教授
教授
教授

─ 89 ─

兒玉了祐
斗内政吉
山本和久
河仲準二
重森啓介
千徳靖彦
藤岡慎介
坂和洋一
中嶋 誠
時田茂樹
椿本孝治
疇地 宏
乗松孝好
實野孝久
粟津邦男
宮坂 博
山中千博
節原裕一
塚本雅裕
西口彰夫
草場光博
八ツ橋知幸
西川 亘
岩本晃史
安原 亮
玉井尚登
淺川 誠
佐伯 拓
古瀬裕章
橋田昌樹
保田尚俊
吉田 実
橋新裕一
中野人志
三上勝大
増原 宏
櫻井俊光
久世宏明
椎名達雄
藤本 靖
西岡 一
松村宏治
河村 徹
廣瀬壮一
田中秀治
柴田 穣
田口俊弘
藤田和久
部谷 学
遠藤琢磨
城﨑知至
金邉 忠
中村龍史
西村博明
足立 智

北海道大学大学院工学研究院
宮崎大学産学・地域連携センター
山梨大学大学院総合研究部
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

教授
准教授
教授
准教授
教授
客員教授

量子科学技術研究開発機構量子ビーム科学部門関西光科学研究所光量子科学研究部
量子科学技術研究開発機構量子ビーム科学部門関西光科学研究所光量子科学研究部
量子科学技術研究開発機構量子ビーム科学部門関西光科学研究所光量子科学研究部
量子科学技術研究開発機構量子ビーム科学部門関西光科学研究所光量子科学研究部

グループリーダー

量子科学技術研究開発機構量子ビーム科学部門関西光科学研究所研究企画室
量子科学技術研究開発機構量子ビーム科学部門関西光科学研究所研究企画室

室長
主幹技術員

─ 90 ─

上席研究員
主幹研究員
グループリーダー

長谷川靖哉
甲藤正人
張本鉄雄
宇野和行
陳 延偉
七田芳則
山川考一
佐々木明
長谷川登
錦野将元
近藤修司
岡田 大

(令和3年7月現在）

評

議

員

理 事・ 監 事
賛

助

会

員

評

議

員
（敬称略）

香川秀司

パナソニック株式会社 ライフソリューションズ社
ものづくり革新本部 生産技術センター 所長

河内哲哉

国立研究開発法人量子科学技術研究開発機構
量子ビーム科学研究部門 関西光科学研究所長

佐藤智典

三菱電機株式会社

重松昌行

住友電気工業株式会社

西内

誠

一般財団法人大阪科学技術センター

原勉

浜松ホトニクス株式会社

東

邦夫

京都大学

先端技術総合研究所

研究開発本部

所長

技師長

専務理事

常務取締役

中央研究所長名誉教授

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

望月孝晏

兵庫県立大学山田裕之

富士電機株式会社 発電プラント事業本部
副事業部長 兼 原子力技術部部長

常務理事

名誉教授

─ 93 ─

発電事業部（令和3年6月現在）

理 事・監 事
（敬称略）
理事長

島本恭次

関西電力株式会社理

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

中神保秀

公益財団法人レーザー技術総合研究所

常務理事

上原拓也

東芝エネルギーシステムズ株式会社
エネルギーシステム技術開発センター
量子システム開発部 シニアマネージャー

川崎守

中部電力株式会社

神﨑寛

三菱重工業株式会社

監

事

事

執行役常務

技術開発本部

名誉教授

技術企画室長

原子力セグメント

原子力技術部長

北島尚史

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

兒玉了祐

大阪大学レーザー科学研究所

所長・教授

齋藤公秀

日本電気株式会社

関西支社

官公営業部長坂本憲志

三菱電機株式会社

関西支社副支社長兼原子力部長

佐藤俊志

富士電機株式会社

関西支社

酒井株式会社三井住友銀行

徹

営業第三部長大阪本店営業第二部長

西原功修

大阪大学

名誉教授

日根野文三

日根野公認会計士事務所

─ 94 ─

所長（令和3年6月現在）

賛 助 会 員（50音順）
会社・団体名一般財団法人大阪科学技術センター

住友電気工業株式会社

株式会社オカモトオプティクス

株式会社ダイヘン

株式会社オプトサイエンス

一般財団法人電力中央研究所

鹿島建設株式会社

東芝エネルギーシステムズ株式会社

株式会社片岡製作所

TOWAレーザーフロント株式会社

株式会社KANSOテクノス

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

関西電力株式会社

浜松ホトニクス株式会社

関電不動産開発株式会社

一般財団法人光産業技術振興協会

関電プラント株式会社

株式会社日立製作所

株式会社きんでん

富士電機株式会社

株式会社熊谷組

前田建設工業株式会社

光伸光学工業株式会社

株式会社三井住友銀行

株式会社神戸製鋼所

三菱重工業株式会社

ジオマテック株式会社

三菱電機株式会社

株式会社島津製作所

一般社団法人レーザー学会

清水建設株式会社

合計33社

─ 95 ─

（令和3年6月現在）

ＩＬＴ2021

年報

2 0 2 1 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 ㈹