J. Plasma Fusion Res. Vol.84, No.11 (2008)７
３１‐７３９解説

フェムト秒レーザーを用いたテラヘルツ波の発生と応用
正 彦１），北 原 英 明２），長 島

萩 行 正 憲，谷健

大阪大学レーザーエネルギー学研究センター，１）福井大学遠赤外領域開発研究センター
２）大阪大学大学院工学研究科原子分子イオン制御理工学センター（原稿受付：２
０
０
８年９月１
２日）

ここ十年ほどの間にテラヘルツ波技術は格段の進歩を遂げ，産業応用を含めた様々な応用が提案されている．この解説では，フェムト秒レーザーを用いたテラヘルツ波の発生・検出の基本原理とその分光・イメージン
グ応用について紹介する．特に，将来の気体プラズマ計測への応用を意識しつつ，固体プラズマの測定例について詳述する．
Keywords:
terahertz wave, femtosecond laser, terahertz time-domain spectroscopy, imaging, tomography, plasma

１．はじめにフェムト秒レーザー，ナノ秒レーザー，および，連続発振

つい１０年ほど前までは未開拓電磁波と呼ばれていたテラレーザーによるテラヘルツ波発生に分類できるが，ここでヘルツ波は，現在最も急速な発展を遂げている電磁波領域

は，世界的に最も普及しているフェムト秒レーザーによるであり，多くの研究者がこの分野に参入しつつある．テラ

発生について述べる．他の手法については文献を参照され

ヘルツ波とは一般的には，0.1〜10 THzの電磁波を指し，電

たい［１，
２］．

波と光の間の周波数領域にあって従来は発生，検出とも困

表１に様々な物質のテラヘルツ波領域での励起について難とされていた領域である．図１に，電磁波の周波数，エまとめた．半導体では自由キャリヤやフォノンの励起，誘ネルギー，波長の関係を示す．3 THz は波長 100 μm に対応
表１

する．この周波数領域では，伝統的にエネルギーは波数単
−１

位 cm

で表されることが多いが，3 THz は 100 cm−1に対

テラヘルツ領域の様々な励起．

Material
Semiconductor

応する．また，テラヘルツ波領域はいわゆる従来の遠赤外領域にほぼ対応する．この領域は学術的には戦前からの長い研究の歴史があり，深い物理学的研究がなされていた

Ferroelectrics
Superconductor

が，光技術のように大衆化しはじめたのはごく最近である．その理由は，フェムト秒レーザーをはじめとする近赤外領域のレーザーを用いてテラヘルツ波を発生することがPhotonic crystal
LiquidGas
Biomolecule

可能になり，レーザーを扱う感覚でテラヘルツ波測定ができるようになったからである．レーザーを用いてテラヘル
ツ波を発生する手法としては，用いるレーザーにより，

図１

Excitation
Free carrier, Phonon, Plasmon, LO phononplasmon coupled mode, Cyclotron resonance, Magnetoplasma
Soft mode
Superconducting energy gap, Quasiparticle excitation, Intrinsic Josephson plasma,
2D-super carrier plasmon-polariton
Photonic band
Relaxation mode
Rotational mode, Plasma
Vibrational mode, Collective excitation related to biological function

電磁波の名称と波数，波長，周波数の関係．

Generation and Applications of Terahertz Waves Generated by Femtosecond Lasers
HANGYO Masanori, TANI Masahiko, KITAHARA Hideaki and NAGASHIMA Takeshi

７３１

corresponding author’s e-mail: hangyo@ile.osaka-u.ac.jp!2008 The Japan Society of Plasma
Science and Nuclear Fusion Research

Journal of Plasma and Fusion Research Vol.84, No.11 November 2008

電体では相転移に関係するソフトフォノンモード，超伝導

ルスにより光キャリヤが瞬時に生成され，バイアス電場に体では超伝導エネルギーギャップや高温超伝導体特有の固より加速される．マックスウェル方程式によると，この過有ジョセフソンプラズマ，液体では構成分子の緩和モー

渡的電流により電磁波が空中に放射され，その遠方界でのド，気体では回転モード，また，生体では生理機能に密接

電界は電流の時間微分に比例する（!"
#
#
!
!#，図２
#
!!"
"
#

に関連した低振動モードなどが存在し，非常に多様性に富

右下の挿入図参照）．電流は 1 ps 以下で立ち上がるので，時んでいる．

間幅がピコ秒以下の電磁波パルスが放射されることにな

少し前までは，フェムト秒レーザーを用いたテラヘルツ

る．この電磁波パルスは空中を伝播後，放物面鏡により検波の発生とその応用について解説を書くとすると，技術を出用の光伝導アンテナに絞り込まれる．一方，励起光の一中心に紹介し，いくつかの応用例をあげれば済んだのであ部は半透鏡により分けられ，時間遅延回路を通過後，検出るが，現在は，応用も進化しており限られた紙数で全体の用の光伝導アンテナのギャップ部に照射される．この照射解説を書くのは至難の業となっている．ここでは，読者がにより短時間の間キャリヤが生成されるが，このキャリヤ

核融合プラズマ研究に従事されていることを念頭に置きつは空中を伝播してきた弱いテラヘルツ波の電場により加速

つ，基礎的なことがらを紹介したい．前半はプラズマ計測

され，電流として取り出される．フェムト秒レーザーは通に応用したい読者を想定し，テラヘルツ波の発生・検出原常 100 MHz 程度の繰り返し数であり，いくつものパルスの理，分光法，ドープされた半導体（固体プラズマ）への適積算による電流が計測されることになる．時間遅延回路を用についてやや詳細に述べる．後半では，テラヘルツ技術

ゆっくり走査するとテラヘルツ波の電場波形が得られる．

が一般にどのように利用できるかについて紹介する．

このシステムでは，検出素子の冷却などはいっさい必要ない．従来のテラヘルツ波測定では，検出器にボロメーター

２．フェムト秒レーザーを用いたテラヘルツ波の
発生と検出
［１‐３］

を用いているため液体ヘリウムによる冷却が必要であり，フェムト秒レーザーを励起に用いてテラヘルツ波を発生られるのみであった．テラヘルツ波は光と電波の境界領域する手法には何種類かあるが，ここでは比較的弱いレーといわれるごとく，図３に示される光伝導アンテナからのザーパワーでも効率的にテラヘルツ波を発生できる光伝導放射のスペクトルは，電波の放射のように電極の形状（アアンテナを用いた手法を紹介する．図２は，フェムト秒

ンテナ形状）に大きく依存する．図３のボウタイ型は低周レーザーを用いたテラヘルツ波の発生・検出システムであ波，ダイポール型は高周波用である．この他，スパイラル

る．このシステムの要は光伝導アンテナ（光伝導スイッチ，型，ログペリ型，アレイ型など，従来のマイクロ波やミリ

オーストンスイッチとも呼ばれる）で，テラヘルツ波の発波領域でのアンテナ技術を応用した光伝導アンテナが考案

生と検出の両方に使われる．構造は図３に示すように，光されている．なお，放射されるテラヘルツ波はキャリヤの伝導性半導体薄膜（低温成長ガリウムヒ素がよく用いられ加速方向に偏光している．電極を多極構造にし，印加するる）上に，狭いギャップを有する金属電極を形成したもの

電圧の方向を高速で切り替えれば，高速の偏光変調も可能である．テラヘルツ波発生の場合は，この素子の電極にバである［４］．

また，電場波形ではなく，エネルギー（電場の二乗）が得

イアス電圧を か け，ギ ャ ッ プ 部 を 半 導 体 の エ ネ ルギー

図４は発生と検出の両方にダイポール型光伝導アンテナ

ギャップ以上のエネルギーを有するフェムト秒レーザーパを用いた場合のテラヘルツ波の典型的波形とそのフーリエ

ルス（パルス幅成分（電場の二乗，つまり，強度）である．発生したテラ

100 fs 以下）で励起する．このレーザーパ

図２

フェムト秒レーザーと光伝導アンテナを用いたテラヘルツ波の発生と検出．

７３２

Commentary

Generation and Applications of Terahertz Waves Generated by Femtosecond Lasers

図３

M. Hangyo et al.

光伝導アンテナの構造．

ヘルツ波の時間幅は 0.25 ps で あ り，モ ノ サ イ ク ルに近い．また，フーリエ成分は 150 cm‐１（4.5 THz）にも及んで

図５

テラヘルツ時間領域分光法におけるデータ処理過程．

いるのがわかる．ダイナミックレンジもピークでは６桁を超えている．周波数帯域がブロードなので，時々，太陽光

&$
屈折率 &
'%を求めることができる．物質の複素比誘電率のような白色ランダム光と誤解される方がおられるが，各#&&$の関係がある（比透磁&'%と複素屈折率は #
#
$
'%
'%
$
"&

周波数成分の位相は決まっており，その意味ではコヒーレ

率 %""を仮定）ので，非接触測定でテラヘルツ領域の複素ントな電磁波である．テラヘルツ波は，非線形光学結晶を

誘 電 率 が 得 ら れ る こ と に な る．な お，吸 収 係 数 は

フェムト秒レ ー ザ ー で 励 起 し て も 発 生 す る が，こ の場#で与えられる（#は光速）．半導体などでは，
κ!
"$
'%
'
"#
複素電気伝導度 &'%を求めたいことがあるが，この場合$

合，１０フェムト秒程度の時間幅のレーザーを用いると 100

&
は，#
'%
&$
'%
!
'#
$
"#
#
# !%
!の関係を利用する．ここで，#THz（中赤外）を超える放射が得られる［５］．

は十分高周波での比誘電率，#!は真空の誘電率である．

３．テラヘルツ時間領域分光法の原理

この分光法のユニークな点は，通常の分光法では広い周時間波形が測定できることを利用したユニークな分光法

波数領域での測定を行い，クラマース‐クローニッヒ変換

が，テラヘルツ時間領域分光法（Terahertz Time-Domain

により誘電率の実部と虚部を求めるのに対し，各周波数でSpectroscopy，THz-TDS）と呼ばれるものである［３］．図５

一挙に両者が求まることである．また，試料の光励起後のはその原理を示したものである．試料は厚さ $の平行平板

高速の時間変化を追跡したい場合，テラヘルツ波発生に用&$で，その複素屈折率を &κ$'%'%'%とする．'は角"&$!%いているフェムト秒レーザーパルスをまず試料の励起に用周波数である．実部 &は通常の屈折率で，虚部κは消衰係い，その後発生させたテラヘルツ波パルスの遅延時間を変数と呼ばれ減衰に対応している．入射テラヘルツ波 !$$'%えて試料のプローブに用いる，光ポンプ‐テラヘルツ波プ

は試料により反射や吸収を受けながら透過するが，多重反ローブの実験が可能である［６］．この超高 速 分 光 法 は，射も含めた透過後の波形を !%$'%とする．この波形の一連

THz-TDS であるからこそ可能なもので，通常のフーリエのデータ処理プロセスを図５中に示した．まず，波形の複変換遠赤外分光法（FT-FIR）
では不可能である．さらに，光素フーリエ成分を計算し，両者の比をとると複素振幅透過

源は点光源に近いので，FT-FIR の光源である高圧水銀灯率が得られる．この量は，振幅 !"$（" は通常のパワー'%に比べて小さく絞ることができ，小さな試料を測る場合，

透過率）と位相シフト $$'%で表されるが，多重反射も考慮

あるいは，高空間分解のイメージングに有利である．

&$
して試料の複素屈折率 &'%の関数で表すことができる．
したがって，実験で得られた複素振幅透過率から逆に複素図４ダイポール型光伝導素子を放射と検出に用いた場合の（a）
テラヘルツ波形と（b）
パワースペクトル．

７３３

Journal of Plasma and Fusion Research Vol.84, No.11 November 2008

４．ドープされた半導体への応用
ドープされた半導体では自由キャリヤが存在し，気体プ
ラズマと同様，キャリヤの集団運動であるプラズマが電磁波伝播を支配する．シリコンは赤外（テラヘルツ波）活性のフォノンモードが存在しないため，テラヘルツ波領域の電磁波応答はプラズマのダイナミクスのみに依存し，近似的にはドルーデモデルで記述できる．ここではドープされたシリコン（n 型）の透過測定について述べる［７］．試料はP（リン）ドープで，室温の比抵抗が 1.1 Ωcm，厚さが 400
μm である．室温でのキャリヤ密度は約 4×1015 cm−3 である．
）と試料
図６に試料がない場合のテラヘルツ波形（!&%'&
挿入後の波形（!'%）を示す．測定は試料の温度を変えて'&行っている．半導体では，温度の低下とともにキャリヤの

図６ドープされたシリコンに対する透過テラヘルツ波形の温度依存性．試料挿入前のテラヘルツ波形も示す．

図７

図５のデータ処理過程によって導出した（a）
パワー透過率，（b）
位相シフト，（c）
屈折率，（d）
消衰係数，（e）
複素電気伝導度の実部，および，（f）
複素電気伝導度の虚部．

密度は減少し，その散乱時間も変化（変化の仕方は，散乱機構に依存）する．透過波形は試料の挿入により振幅が小さくなり，かつ，時間遅れが生ずる．詳細に見ると，波形は試料がない場合に比べて単に小さくなっているだけでな
く，歪んでいることがわかる．温度の低下とともに，振幅は一旦小さくなった後，低温では大きくなり，試料裏面と表面で反射してきた２番目のパルスも明確に現れる．図５に示される手順に従い，これらの波形を複素フーリエ変換
し，パワー透過率 #%'&と位相シフト #%'&を求めた結果を，図７（a）と（b）に示す．透過スペクトルは温度に大きく依存するのがわかる．図７（c）と（d）はそれぞれ複素屈折率
スペクトルの実部と虚部，（e）と（f）
はそれぞれ複素電気伝
導度スペクトルの実部と虚部である．物理的にわかりやす
いので，電気伝導度の実部 %"%'&について説明する．単純なドルーデモデルでは，複素電気伝導度は，
'&
(
%
'&
!&"!%
%
$%"%
# ，
""'#&
#

"$&
%"%
!&
$ #
&

（１）
（２）

で与えられる．ここで，&，"，&#，$はそれぞれ，キャリヤの散乱時間，密度，有効質量，素電荷である．なお，半導体中ではキャリヤの有効質量は異方性があるとともに，n 型では一般的には真空中の電子質量よりも軽くなる．n型シリコン で は &#$!
!
&%（&%は 電 子 質 量）である．
#$%"%!&は直流電気伝導度で，移動度（単位電場中でのキャリ
ヤの速度）

$$$
&
"
&#とは，

$
%"%
!&
$"$

る．図７（e）と（f）
を "と &（あるいは $）をパラメータとしてドルーデモデルでフィッティングすることにより，半導（３）体にとって応用上重要なパラメータであるキャリヤ密度との関係がある．（１）式からわかるように，高周波数では電移動度を，非接触かつ無磁場下（ホール効果を利用する通子は電磁波の電場についていけなくなり，図７（e）のよう常の方法では，磁場の印加が必要）で求めることができる．

に電気伝導度の実部は周波数とともに単調に減少する．低この手法は，プロセスプラズマ（気体プラズマ）の密度と周波数極限での電気伝導度の実部は，温度の低下とともに散乱時間を測定するのにも用いられている．［８‐１０］

一旦増加した後，低温では減少し，ついにはゼロに近くな

次に磁場下でのドープされたシリコンのテラヘルツ波透る．これは，温度の低下とともにフォノンによるキャリヤ

過について述べる［２，１１］．固体物理では磁場下でのプラズの散乱が減少し，（３）式中の移動度 $が増大して電気伝導

マをマグネトプラズマと呼んでいる［１２］．磁場（1.5 T）は度は増大するが，さらに低温になるとキャリヤが不純物に永久磁石で印加し，方向はテラヘルツ波の伝播方向に平行

捕えられてキャリヤ密度 " が減少することで説明ができ

あるいは反平行で （ファラデー配置と呼ばれる），入射波
７３４

Commentary

Generation and Applications of Terahertz Waves Generated by Femtosecond Lasers

M. Hangyo et al.

は垂直方向（$方向）に直線偏光している．図８に磁場がテいる．これは，静磁場によって系の時間反転対称性が破れ

ラヘルツ波の進行方向に平行並びに反平行な場合の透過後たことを意味している．このようなデータ処理が可能なこの波形を示す．この偏光方向も含めた電場の時間発展は，ともまたTHz-TDSの特徴である．磁場を反転すると，楕円テラヘルツ波の波形を互いに垂直な２つの偏光で測定し，率と回転角の極性が反転していることもわかる．図中の実合成して得られたものである．偏光が時間とともに回転し線および破線は "と !をパラメータとした，マグネトプラている様子がよくわかる．このような物理的にわかりやすズマに対するドルーデモデルによるフィッティングの結果

い表示ができることも，THz-TDS の特徴である．図８（a）である．このフィッティングからも，" と !を求めることと（b）を比較すると，!#!!$面への投影はともにほぼ楕円ができる．すなわち，透過波の偏光状態を測定するだけでになっているが，惰円の主軸の回転方向は磁場の向きが反これらの物理量が求まることになる．逆に，" と !がわ転すれば，逆になることがわかる．この波形を複素フーリ

かっている場合は，この測定から磁場の強さがわかること

エ変換すると，各周波数での楕円率と楕円の回転角が一挙になる．

に得られる．なお，楕円率とは偏光の楕円の短軸と長軸の比（直線偏光では０，円偏光では±１）であり，回転角と５．テラヘルツ波を用いた分光とイメージングの例

は楕円の主軸の角度（今の場合，$方向からの回転角）であ

様々な物質に対するテラヘルツ波の透過特性はどうか，る．その結果を図９に示す．図６に見られるように，試料

また，指紋スペクトルのような物質固有のスペクトルが見を素直に透過してきた１番目のパルスと裏面と表面で反射えるのだろうか，というのが読者が知りたいことであるとしてきた２番目のパルスは，時間的に分離して観測され思われる．テラヘルツ波は，紙，プラスチック，セラミッる．そこで，それぞれのパルスを時間領域の窓で切り出し

クスなどは比較的よく透過する．反対に，水や金属は透過て複素フーリエ変換することにより，それぞれのパルスのしない．水へのテラヘルツ波の侵入長はわずか 100 μm 程

楕円率と回転角のスペクトルを求めることができる．図９度である．したがって，「X 線の代わりになる」というよう

では，１番目と２番目のパルスの両者について楕円率と回な書き方がされている場合があるが，水でできていると転角をプロットしているが，２番目のパルスは１番目のパ

いってもよい人体に対しては皮膚のごく表層にしか到達でルスに比べて，楕円率，回転角とも約３倍になっているのきない．分子を念頭に置き，テラヘルツスペクトルについがわかる．これは，２番目のパルスは試料中を逆走しているときも楕円率と回転角が加算されていることを意味して

図８

磁場を印加したドープされたシリコン基板における透過テ
ラヘルツ波の偏光の時間発展．

図９

７３５

第１透過パルス波および第２透過パルス波の楕円率および回転角スペクトル．

Journal of Plasma and Fusion Research Vol.84, No.11 November 2008て述べると，気体，固体（分子性結晶），液体の吸収スペク

におけるスペクトルを示す［１４］．L‐アラニンおよびオリゴ

トルは，大体図１０のようになる．
（a）に示されるように気マーは微結晶の集まりである．L‐アラニンやオリゴマーは体は非常に鋭い回転スペクトルを有し，指紋スペクトルと比較的鋭い線スペクトルを示し，アミノ酸残基数が増える

して気体の種類の判別に利用できる．分子が集まって結晶に従い線幅がブロードになる傾向がある．スペクトルは，を作っている場合，テラヘルツ波領域では分子間振動（分それぞれの分子に固有で，指紋として利用できる．しかし，

子が剛体のように形を変えずに相対的に振動している状

ポリペプチドやニワトリ卵白リゾチームでは，振動の自由態）や，大きな分子では捩じれのような弱い復元力に対す度が莫大な数で，周波数とともに単調に増大するスペクト

る分子内振動などが現れる．この場合，（b）に示されるよ

ルとなり，もはや指紋スペクトルとしての意味を持たな

うにやや幅広いスペクトルとなる．これも指紋スペクトルい．つまり，巨大な分子量を有するポリペプチドやタンパ

として物質の同定に利用できる．液体の場合にはもはや鋭ク質分子を，テラヘルツスペクトルから同定するのはほといスペクトルは現れず，（c）に示されるようなブロードでんど不可能である．しかし，タンパク質は環境などによっ

単調なスペクトルとなる．このような場合は，分子や分子ていくつかの形状（コンフォメーション）をとり，その違クラスターの回転や並進による誘電緩和を反映しているといは吸収係数の違いとして現れる場合がある．この場合に考えた方がわかりやすい．明確な指紋とはならないが，誘は，テラヘルツスペクトルをコンフォメーションの同定に

電率の実部と虚部のスペクトルが得られ，これらのスペク使うことができる．また，最近，タンパク質のテラヘルツ

トルは液体ごとに異なるので，ある程度の液体の種類の推スペクトルの温度依存性や水分量依存性が非弾性中性子散測は可能である．例えば，水はほとんどテラヘルツ波を透乱や準弾性散乱に類似していることから，両者はタンパク過しないのに対し，ガソリンなどの引火性液体はある程度

質ダイナミクスに関して同等の情報を与えることが示唆さ透過する．ペットボトル中の液体が水やジュースか，危険れている［１４］．実験室レベルの小型装置であるテラヘルツ

な引火性の液体かは，テラヘルツ波の透過率を測定するこ分光装置で，大がかりな中性子散乱と同等もしくは類似のとにより，開栓せずに判別が可能である［１３］．

ダイナミクスに関する情報が得られるのであれば，そのメ

図１１に L‐アラニン（アミノ酸の１種），L‐アラニンが少数

リットは非常に大きい．

結合したペプチドオリゴマー，たくさん結合したポリペプ

比較的小さな分子の微結晶は特有の線スペクトルを有す

チド，および，ニワトリ卵白リゾチーム（タンパク質の１ることが多い．また，紙はテラヘルツ波をよく透過し，鋭種，タンパク質はアミノ酸が多数結合したもの）の 10 K

いスペクトルを持たないのが普通である．図１２（a）はプラスチック爆弾 C‐
４（RDX と呼ばれる分子が主成分）の消衰
係数スペクトル（先に，吸収係数との関係について説明した）である［１５］．スペクトルには特徴的なピークが見られ，
C‐４の同定に使えるのがわかる．このかけらを封筒中に入れ，封筒の外，封筒中のC‐４片がある場所，ない場所でのテ
ラヘルツ透過波形を測定したのが（c）であるが，測定する位置によって波形と時間遅れが異なるのがわかる．（c）中の矢印で示されるところに遅延時間を固定し，試料を移動してイメージングを行ったのが（d）である．イメージにはC‐４片の形状が現れている．この測定では遅延時間を固定しているので，形状がわかるだけであるが，各点で波形をとりながら２次元的に位置を走査すると，各位置においてスペクトルにより物質を同定しつつ，形状を確認することも可能である．このような応用は，封筒中の禁止薬物についても行われ，税関などで使用される実用機の開発も進められている［１６］．
THz-TDS で使われるテラヘルツ波は時間幅 1 ps 以下のパルスであるので，超音波エコーあるいはリフレクトメト
リーと同様に深さ方向のイメージ，つまり断層像の測定が可能である［１７］．図１３（a）はその原理を示したもので，試料表面から入射したテラヘルツ波パルスは，内部構造に応じて順次反射され，パルス系列として波形が測定される．
（b）は断層像の測定に用いた高圧ケーブルの構造を示したもので，被覆が銅ケーブルを覆っている．反射型の THzTDS 装置を用いて，表面からテラヘルツ波パルスを入射し，反射波形を測定する．長さ方向に試料を移動してこの

図１
０ （a）
分子気体，（b）
分子性結晶，および，（c）
液体の典型的テラヘルツ吸収スペクトル．

波形を順次測定し，反射波の振幅を濃淡でプロットすると
７３６

Commentary

Generation and Applications of Terahertz Waves Generated by Femtosecond Lasers

M. Hangyo et al.

図１
１ L‐アラニン，L‐アラニンペプチドオリゴマー（２量体，３量体，５量体），ポリ L‐アラニン（ポリペプチド），および，ニワトリ卵白
リゾチームの 10 K でのテラヘルツ吸収スペクトル．

図１
２ （a）
プラスチック爆弾 C-4 の消衰係数スペクトル，（b）
測定された C‐
４片の写真，（c）
各位置での透過波形，および，（d）
封筒中の C4 片のテラヘルツイメージ．

（c）のような断層像が得られる［１８］．図では，"Defect"と示た例について紹介した．また，磁場が印加されたプラズマされている位置に被覆のはがれが検出されている．

中でのテラヘルツ波の透過特性が，偏光も含めてどのようになるかを紹介した．固体プラズマについては反射波の測６．まとめ

定例は紹介できなかったが，高圧ケーブルについてリフレ

フェムト秒レーザーを用いてテラヘルツ波を発生・検出

クトメトリーにより断層イメージの取得が可能であることする手法とその分光，イメージングへの応用について述べを示した．現在，LHD におけるプラズマ密度分布がマイクた．ドープされた半導体中では，サイズは核融合プラズマ

ロ波・ミリ波領域でのリフレクトメトリーにより測定されに比べてかなり小さいものの，キャリヤの集団励起であるているが，密度がより高い国際熱核融合実験炉（ITER）でプラズマ（固体プラズマ）が存在する．そこで，固体プラのリフレクトメトリーではテラヘルツ波を使うことが検討

ズマと気体プラズマの類似性を考慮しつつ，テラヘルツ波

されている
［１９，
２０］．テラヘルツ波測定技術の気体プラズの透過スペクトルからプラズマの密度や散乱時間を導出しマへの応用の研究例はまだ少ないが［８‐１０］，将来の可能性
７３７

Journal of Plasma and Fusion Research Vol.84, No.11 November 2008

図１
４ テラヘルツ波技術の様々な応用分野．

謝辞

この研究は，多くのポスドクや学生との共同研究です．
また，プラスチック爆弾の測定は，大阪府警科学捜査研究所との共同研究によるものです．この場を借りてお礼申し上げます．この研究の一部は，文部科学省のリーディング

図１
３ （a）
テラヘルツリフレクトメトリー（断層像測定）の原理，（b）
高圧ケーブルの構造，および，（c）
高圧ケーブルの断層像（矢印は被覆が剥がれているところを示す）．

プロジェクト「未踏光学（テラヘルツ光学）開発・創生プ
ロジェクト」および日本学術振興会の科学研究費補助金基盤研究（S）「レーザー励起テラヘルツ波の高度応用」の援を探る意味で，我々も核融合科学研究所や大阪大学原子分助を受けて行われたものです．

子イオン理工学センターとの共同研究をスタートしている．ここでは触れられなかったが，プラズマとの関わりで

参考文献

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［１２］E. D. Palik and J. K. Furdyna, Rep. Prog. Phys. 33, 1193
(1970).
［１３］T. Ikeda et al., Appl. Phys. Lett. 87, 034105 (2005).
［１４］萩行正憲他：日本中性子学会誌「波紋」17, 67 (2007).
［１５］K. Yamamoto et al., Jpn. J. Appl. Phys. 43, L414 (2004).
［１６］K. Kawase et al., Opt. Express 11, 2549 (2003).
［１７］D. M. Mittleman et al., Opt. Lett. 22, 904 (1997).
［１８］北原英明他，電気学会論文誌 A 127, 391 (2007).
［１９］G. Vayakis et al., Nucl. Fusion 46, S836 (2006).
［２０］M. Hangyo et al., Plasma and Fusion Res. 2, S1020 (2007).
［２１］M. D. Thomson et al., Laser and Photon. Rev. 1, 349 (2007).
［２２］M. Tonouchi, Nature Photonics 1, 97 (2007).
［２３］萩行正憲，谷 正彦：光技術コンタクト 43, 173 (2005).

放射現象も最近話題になっている．これについては，文献［２１］を参照されたい．
テラヘルツ波工学の一般的な応用については，様々な提案がなされている［２２，２３］．図１４に応用分野についてまとめた．基礎物性物理や基礎化学，バイオ・医学応用，産業
応用，セキュリティなどである．テラヘルツ波技術というのは，分野横断的な技術であり，汎用な技術である．ここ１０年くらいのこの分野の発展を振り返ってみると，初めの頃は多くの方々はテラヘルツ波とは何だろうとおずおずと眺めておられ，少しずつ実際に研究に従事される方が増え，最近は，異常ともいえる活況を呈してきた．あちこちで，セミナーが開かれ，様々な分野の雑誌でテラヘルツ波技術が紹介されるという状況である．今後，さらにこの分
野への参入者が増えると予想される．とはいうものの，まだ，この分野の恒常的な牽引力となるキラーアプリケー
ションは見つかっていない．２１世紀の大事な技術であるので，長い目で育てることが大事であると考える．なお，テラヘルツ技術の産業応用をめざしてテラヘルツテクノロ
ジーフォーラム（http://www.terahertzjapan.com/index.
html）が設立され，また，日本学術振興会の産学協力研究委員会第１８２委員会「テラヘルツ波科学技術と産業開拓」が２００８年１０月１日よりスタートする．前者は，会員になればテラヘルツ波技術の最新動向や研究会などに関する情報を常時通知してもらえる．
７３８

Generation and Applications of Terahertz Waves Generated by Femtosecond Lasers

１９８
１年京都大学大学院理学研究科博士後期課程修了．理学博士．１
９８
１年大阪大学工学部助手，１９９０年同大学超伝導エレクトロニ
ク ス 研 究 セ ン タ ー 助 教 授，１９９６年 同 教授．２
００
０年 同 大 学 超 伝 導 フ ォ ト ニ ク ス 研 究 セ ン タ ー 教
授，２００
４年同大学レーザーエネルギー学研究センター教授（改組による），現在に至る．レーザー励起によるテラヘルツ波の発生とその応用の研究に従事．

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!!!!!!!!!!!!!!!!!!

たに

まさ

谷

正 彦

ひこ

１
９
９
２年京都大学大学院工学研究科物理工学
専攻博士課程修了．工学博士．１
９９
２年より
通信総合研究所関西先端研究センター（現（独）情報通信研究機構未来 ICT 研究センター）研究員，２００
２年大阪大学超伝導フォトニクス研究セン
ター（現大阪大学レーザーエネルギー学研究センター）助教
授（准教授）．２
０
０
８年３月より福井大学遠赤外領域開発研究センター教授，現在に至る．主としてとしてフェムト秒レー
ザー励起によるテラヘルツ波発生とその分光・計測応用の研究に従事．

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萩 行 正 憲!!!!!!!!!!!!!!!!!!!!!!!!!!
きた

はら

ひで

あき

北 原 英 明２００
４年信州大学大学院工学系研究科博士後期課程修了．博士（理学）．同年，大阪大学
レーザーエネルギー学研究センター特任研究員，２００
８年大阪大学大学院工学系研究科
原子分子イオン理工学センター特任研究員，現在に至る．テ
ラヘルツ分光，フォトニッククリスタルの研究に従事．

!!!!!!!!!!!!!!!!!!!!!!!!!!
しま

たけし

長 島

なが

健

１
９
９
６年大阪大学工学研究科応用物理学専攻
博士課程修了．博士（工学）
．１
９
９
７年１月〜
３月同大学超伝導エレクトロニクス研究センター非常勤研究員，同年４月（株）関西
新技術研究所研究員，２００
１年大阪大学超伝導エレクトロニク
ス研究センター助手，２００４年同大学レーザーエネルギー学研
究センター助手（改組による），後助教，現在に至る．フェム
ト秒レーザーによるテラヘルツ波の発生とその応用の研究に従事．

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のり!!!!!!!!!!!!! !!!!!!!!!!!!!!!!!

はん ぎょう まさ!!!!!!!!!!!!!!!!

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M. Hangyo et al.

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Commentary!!!!!!!!!!!!!!!!!!!!!!!!!!

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