J. Plasma Fusion Res. Vol.86, No.12 (2010)６
６９‐６７７

解説

超短パルスレーザー生成フィラメントプラズマによる電場センシング藤井隆１，２），杉 山 精 博２），三 木

恵１），ジドコフ アレクセイ１），堀 田 栄 喜２），根 本 孝 七１）

１）

電力中央研究所，２）東京工業大学（原稿受付：２
０
１
０年１
０月１
９日）

超短パルスレーザー光を大気中において集光，伝播させると，フィラメントプラズマと呼ばれる細いプラズ
マチャネルが生成する．このフィラメントプラズマを外部電場中に照射すると，プラズマ中の窒素分子の発光強度が外部電場に対して指数関数的に増加する．本解説では，フィラメントプラズマの外部電場中における挙動を実験結果と理論から概説し，本現象を利用した電場の遠隔計測技術の展望について述べる．
Keywords:
ultrashort pulse laser, filament plasma, electric field, corona discharges, spectroscopy

１．超短パルスレーザー生成フィラメントプラズマ

大気中において凸レンズ（カーレンズ）の効果を与える．

超短パルスレーザー生成フィラメントプラズマ［１‐１９］のレーザー強度が閾値 "#$（大気中においては数 GW）を超え

外部電場中における現象解明は，放電物理［２０，２１］のみなた場合，カー効果はレーザービームの発散の効果を上回

らず，放電誘導［２２‐２６］，テラヘルツ発生［２７，２８］，電場計り，レーザー光は収束する．これによりレーザー光の強度測［２９，３０］等，様々な大気中における応用において重要では増加し，レーザー光強度が 1013〜1014 W/cm2 に達した時ある．大気中における電場分布を，遠隔において非破壊で多光子電離が生じる［１８，３２］．レーザーパルスの電場が非時間分解計測することができれば，雷現象等地球物理の研常に大きいため，電離過程においてはトンネル電離も含ま

究や，電気設備の設計，診断，保護技術は一層発展するとれるが，Keldysh の理論より，1014 W/cm2 以下の強度にお考えられる．これまで，大気中における電場の構造や変化

いては多光子電離が支配的である［３３］．発生したプラズマを解明するために多くの手法が提案されてきた［３１］．しかの 電 子 密 度 "は 屈 折 率 の 負 の 変 化 を 生 じ さ せしながら従来の手法は，それ自身が電場分布に影響を与え"#：波長 800 nm では "#〜1.7×1021 cm−3），凹"（###!!"!

てしまい，また，局所的な計測に限られていた．近年，筆レンズとして作用してレーザー光を発散させる．このため者らにより，レーザープラズマを用いた大気中電場の遠隔レーザー強度は減少し，プラズマの発生は止まり，再び計測技術が提案された［２９，３０］．外部電場中において大気

カー効果による収束が生じる．このように，カー効果によ

プラズマは紫外領域で発光し，電場が強くなれば発光も強る自己収束とプラズマ発生による発散の二つの効果が平衡くなる．電場中にプラズマが存在すると，電離，励起，再することにより，フィラメントと呼ばれる安定した構造が結合，付着等，大気中において様々な物理過程が生じるが，形成される．しかし近年，プラズマが生成しないフィラメ

電離と励起は促進されるが，再結合は減少する．このため，ント状の光も観測され［３４］，これらの現象を説明するためプラズマの紫外発光はプラズマが存在する空間における電に，自己収束後の発散は高次のカー効果によるとするモデ

場計測に有用である．重要なのは，電場強度に対して発光ルも提案されている［３５］．閾値 "#$を大きく超えたレー

感度の良いプラズマ源を遠隔において生成し，その発光とザー強度では，レーザービーム中に多くのフィラメント

外部電場との関係を解明することである．

（マルチフィラメント）が局所的に発生する．それぞれのフィラメントプラズマは，フェムト秒レーザーパルスにフィラメントの強度は 1013〜1014 W/cm2 であり
［３６，
３７］，

より 大 気 中 に お い て 生 成 す る
［１２，
１３，
１８，
１９］．高 出力のレーザー強度が増大するとフィラメントの数が増加する．

フェムト秒レーザー光はピークパワーが大きいため，大気最近の計測では，一本のフィラメントは閾値 "#$の５倍の中を伝播させると空気の屈折率 #がカー効果（###!"#"!：

レーザー強度で生じると報告されている［３８，３９］．図１に，!は入射レーザー強度）により変化する．レーザービーム

マルチフィラメントの一例を示す．

断面における光強度は通常，ビーム中心部の方が端よりもフィラメントの直径は 80 μm〜数 mm，光強度は 1012〜

大きい．空気中において #"は正であるため，この現象は1014 W/cm2，フィラメント内に生成されるプラズマの電子ビームの径方向における空気の屈折率に変化を生じさせ，密度は 1016〜1018 cm−3 と報告されている［１‐３，
１１‐１３，
１８，

Remote Sensing of Electric Field Using Filament Plasma Induced by Ultrashort Laser Pulses
FUJII Takashi, SUGIYAMA Kiyohiro, MIKI Megumu, ZHIDKOV Alexei, HOTTA Eiki and NEMOTO Koshichicorresponding author’s e-mail: fujii@criepi.denken.or.jp

６６９!2010 The Japan Society of Plasma
Science and Nuclear Fusion Research

Journal of Plasma and Fusion Research Vol.86, No.12 December 2010

外部電場依存性は，電場の遠隔計測への応用における基礎となる．しかしながら，外部電場中におけるフィラメント
プラズマの発光には，二次電子生成，コロナ生成，逃走電子等，多くの物理現象が関わっており，これらにより発光の外部電場依存性が変化すると考えられる．また，フィラ
メントプラズマそのものも計測地点近傍の電界分布に影響を与える可能性がある．外部電場中におけるフィラメント
プラズマの特性に関しては近年多くの報告があるが，そのほとんどが放電誘導に関するものであり，絶縁破壊前のフィラメントプラズマの特性に関して包括的に報告した例はない．一方，フィラメントプラズマからのテラヘルツ発生に関する研究においては，テラヘルツの発生強度が外部
図１

電場強度に対して指数関数的に増加することが報告されて超短パルスレーザーにより生成したマルチフィラメント．

いる［２８］．このような応用においては，様々な条件において，外部電場中におけるフィラメントプラズマの物理や特１９］．この電子密度はレーザー強度や集光特性に大きく依性を包括的に研究することが必要である．本解説において存する［１１］．また，電子温度は低く，0.5 eVと報告されてい我々は，外部電場中に生成したフィラメントプラズマの特る［４０］．フィラメントはプラズマを生成する過程において性に関し，高い時間的，空間的分解能で測定を行った結果

エネルギーを消失するが，レーザービーム中のフィラメン

に関してまとめ，フィラメントプラズマを用いた外部電場

ト以外の部分がフィラメントにエネルギーを供給することの遠隔計測の可能性を議論する．

により，長距離に渡りフィラメントが生成すると考えられ

２．外部電場中におけるフィラメントプラズマの挙動に関する理論計算ている［４１‐４３］．これまで，200 m に渡るフィラメントの観測［２］，数 km 上空におけるフィラメントからと考えられる
白色光の発生［４４］，400 m 伝播後のプラズマの存在の確認

外部電場中におけるフィラメントプラズマからの紫外発［４５］が報告されている．これらの結果は，フィラメントプ

光の特性を見積もるため，電子−電子および電子−分子弾

ラズマを用いた電場の遠隔計測が可能であることを示して性衝突を考慮した 1D3V（一次元表示，三次元速度計算）−

いる．

PIC（Particle In Cell）シミュレーション［４７］による数値計

フィラメントプラズマは，通常の放電プラズマやナノ秒算を行った．電子−電子弾性衝突は，少なくとも電子密度レーザーを用いたレーザープラズマとは異なる．外部電場が 1014 cm−3 程度まで減少する最初の１ns において支配的中においてもフィラメントプラズマの温度は低く，解離性である．計算においては，電子，酸素の正負イオン，窒素

再結合によりフィラメントプラズマ中の電子密度は

イオン，準安定状態窒素分子の５つの粒子のみを考慮し（$〜2×10−7 cm3 /s［２１，４６］，",!は",$",!!
""$",!&*)

た．フィラメントプラズマが瞬時に生成されると仮定しフィラメント中の初期電子密度）に従い急激に減少する．

++て，イオンとしては O−
2 ，Ｏ2 ，および N2 を考えた．運動セ!"&%'$",!( 〜（5〜500 ps）の時，フィラメントプラズマのル中における粒子質量をバランス方程式により計算した．

電 子 密 度 は 高 く，電 子 は 酸 素 分 子 に 付 着 し な い．

電子に関する方程式は，!"の 時，数 10 ns に か け て 電 子 密 度 は〜5×
&"'
$",!(

+", ## !!
$"# "#.
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"("$*","''"$# !
$) .0/' "('0/+&1014 cm−3 以上である［２５］．この時，分子への電子付着が支#配的になり，負イオンの密度が急激に増加する．この領域

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$1
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*
-"#",（１）( #"( $"においては，電極とフィラメントプラズマ間の放電，電子なだれ，ストリーマがプラズマを加熱し，これによりフィラメントプラズマの特性を変化させる．電子の衝突時間となる．ここで，" は大気密度，"& は M 分子の密度，(*およびドリフト速度 &% はそれぞれ〜1 ps および〜10 cm&&
は M 分子の電離率，'' はペニング反応率，$%
はM
#.
(
0/

7

#
/s であるため，プラズマ中の電子は，%&%&［２１］によ&!
(% *イオンの解離性再結合率，&$1)*- は電子付着率を表す．まり数電子ボルト以上のエネルギーを得ることができる．そた，X および Y はそれぞれ O2 および N2 を表し，添え字ののエネルギーにより分子を励起し，強い紫外発光を引き起＋はその１価の正イオンを，＊は準安定状態を示す．このこす．分子の電子−電子遷移を励起できる電子の数は外部シミュレーションにおいて，ペニングイオン化の効果は小電場強度と共に指数関数的に増加する．このように，外部

さい．また，イオンに関するバランス方程式では，正負イ

電場中にフィラメントプラズマが存在すると，分子のイオオン間の再結合［２１］についても考慮した．

ン化や励起が促進される一方，プラズマの再結合は緩和さ

窒素分子のエネルギーレベルを二段階に近似し［２１］，上れる．電子衝突によりプラズマは加熱され，プラズマから記のバランス方程式を用いて紫外発光である波長 337.1 nmの紫外発光の強度と寿命は増加すると考えられる．

の遷移を計算した．電場は，ポアソン方程式より以下のよ
うに計算した．

上記のように，フィラメントプラズマからの紫外発光の６７０

Commentary

Remote Sensing of Electric Field Using Filament Plasma Induced by Ultrashort Laser Pulses

)""!
#**
#'!#&" !#'" "#&! +
&-"$#

（２）

T. Fujii et al.

傍電界におけるフィラメントプラズマの挙動を，2D3V（二次元表示，三次元速度計算）−PIC シミュレーションにより計算した．Buneman スキームを用い，以下の二つの

ここで，境界条件は，

マックスウェル方程式を用いて電場を計算した．

&"-- %'+
! *
$"!
&-

（３）

%
%!
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%#!
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&*
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,
+
$!(#"

とした．初期電子密度を 1015 cm−3 とし，外部電場強度に対するプラズマ中の337.1 nmにおける窒素分子発光強度の変

（４）
（５）

ここで，初期状態は以下のポアソン方程式の解より求めた．

化を計算した結果を図２に示す．計算は，典型的なフィラ
メントプラズマのガス温度 %$)-$0.02 eV と，負イオンが少ない状態でのガス温度0.1 eVに関して行い，発光強度は初期%$!(%")"$!; "

（６）",!
%+.*&$
0$"（７）

電子密度で規格化した．それぞれのガス温度 %$)-$0.02 eV

計算結果の一例を図３に示す．フィラメントプラズマから

および 0.1 eV に お い て "'((〜8 kV/cm および 14 kV/cmと高圧電極方向およびその逆方向に強い電場が形成されていし，発光強度の外部電場依存性は $!
"!
"'((+と指#'&'/,*る様子がわかる．

数関数で表すことができる．以上のように，PIC シミュ

３．実験系

レーションにより，フィラメントからの紫外発光強度が外部電場強度に対して指数関数的に増加することが示された．

実験配置を図４に示す．高圧電極には直径 250 mm 又は次に，上記のバランス方程式を用い，コロナ発生閾値近60 mm の球を用い，その下方 1 m の位置に 2.0 m×1.25 mの 銅 平 板 を 接 地 電 極 と し て 設 置 し た．パ ル ス 幅 50〜
60 fs，エネルギー〜80 mJ，繰り返し 10 Hz の Ti：Sapphire
レーザーパルス（ビーム直径：〜50 mm）を，高圧電極から 10.4 m の位置に設置した焦点距離 10 m の凹面鏡を用いて集光し，フィラメントプラズマを生成した．レーザー光
は床と平行に照射し，レーザー光軸と高圧電極との間隔は5〜28 mm とした．高圧電極には正極性又は負極性直流電圧を最大±400 kV まで印加した．
フィラメントプラズマからの発光は，球電極から 20 m
離れた位置にレーザー光軸と非同軸に設置した口径
152 mm の望遠鏡により集光した．望遠鏡の測定視野は，高圧電極最下点におけるフィラメント位置を中心として，フィラメント伝播方向に対して約 0.7 m，鉛直方向に対して約±2 cm である．望遠鏡により集光された光は，焦点距
離 300 mm の分光器（Roper Scientific; SP-2358-P）により分光し，インテンシファイヤ付 CCD（ICCD）カメラ（Roper
Scientific; PI-MAX: 1K-UV-MgF2）により受光した．ICCD

図２

カメラのゲート幅とゲート遅延時間は実験ごとに設定した

337.1 nm における窒素分子発光強度の外部電場依存性の理論計算結果．

が，ゲート遅延時間依存性を測定する場合のゲート幅は50 ns とした．
また，高圧電極直下に生成したフィラメントプラズマ近傍の紫外発光画像（以下，紫外発光画像と呼ぶ）を，もう㜞࿶㔚ᭂ䋨⋥ᓘ䋺㪍䇮㪉㪌㪺㫄㩷䋩

䊐䉞䊦䊛
䉦䊜䊤

䊐䉞䊤䊜䊮䊃䋭㜞࿶㔚ᭂ㑆㓒䋺㪌䌾㪉㪏㫄㫄

䊧䊷䉱䊷శ
శ

4.0 m
1.0 m

（a）
図３

㪠㪚㪚㪛䉦䊜䊤（b）ធ࿾㔚ᭂ䋨䋨㪉㪅㪌㫄㬍㪈㪅㪉㪌㫄䋩䋩

PIC シミュレーションにより計算した外部電場（x 方向）中に生成した円柱状フィラメントプラズマ近傍の電場分布．
（a）x 方向成分、（b）
y 方向成分．レーザー光は紙面に垂直に伝播，フィラメントの直径は 0.5 mm，a=eE /mc$pl(0)（$pl(0)：初期のプラズマ周波数）は標準化された電場強度の最大値；E（t=0）=29 kV/cm，a（t=0）=0.02．
x

ᦸ㆙㏜

ಳ㕙㏜
䋨ὶὐ〒㔌䋺㪈㪇㫄䋩
䋨
䋺㪈㪇㫄䋩

図４

６７１

ಽశེ
㪠㪚㪚㪛䉦䊜䊤
䉦䊜䊤

実験配置．

1.3 m

Journal of Plasma and Fusion Research Vol.86, No.12 December 2010

一つのICCDカメラ（Roper Scientific; PI-MAX: 1K-UniGen）と UV レ ン ズ（UV-Nikkor 105 mm F4.5），UV フ ィ ル タ（カット波長：400 nm〜800 nm）を用いて取得した．ICCD
カメラは高圧電極から水平方向に４m 離れた位置に設置
し，カメラの中心視線はレーザー光軸と垂直とした．ICCD
カメラの横に，同様の紫外レンズと紫外フィルターを取り付けたフィルムカメラも設置し，ICCD カメラと同様の紫外発光画像の撮影を行った．
上記の遠隔分光計測および紫外発光画像計測に用いた
ICCD カメラに関しては，１データに対し１
００ショットのレーザーパルスについて積算を行った．フィルムカメラによる紫外発光画像計測に関しては，シャッター開放時間を
ICCD カメラでの計測と同等の積算時間である１０秒間とした．ICCD カメラはレーザー光と同期した信号によりゲー
ト遅延時間を設定した．分光計測および紫外発光画像計測
それぞれにおいてゲート幅を20 nsに設定した時，337.1 nmにおける発光強度またはフィラメントプラズマからの紫外発光強度が最大になる時を遅延時間ゼロとした．
図５

４．外部電場中におけるフィラメントプラズマからの紫外光放射フィラメントプラズマにより誘起された負極性コロナの印
加電圧依存性．

さらに後述するとおり，観測された発光は 1 μs 以内に終４．
１ 低コロナ条件における特性
高圧電極に直径 250 mm の球電極を用い，コロナ発生閾

わってしまうことからもわかる．

値近傍の電界（〜30 kV/cm）においてフィラメントプラズ

フィラメントプラズマ生成直後は，電極が作る電場がマを生成した時の結果に関して述べる．

フィラメントプラズマに沿って大きく変化しないと仮定す

高圧電極に負極性電圧を印加した場合の，異なる印加電

ると，フィラメントにおける電場は次の式で示すことがで圧における負極性コロナの紫外発光画像を図５に示す．印

きる．

加電圧 %!が−200 kV になると，高圧電極とフィラメント

"'$!"%!#$!!
$'#

プラズマの間で紫外発光が観察された．電圧の上昇ととも（９）に発光は強くなり，%!$−400 kV では紫外発光は高圧電

本実験においては最大 "'〜60 kV/cm となる．ここで，%!

極の下方 25 cm にまで達している．フィラメントプラズマ

は電極に印加した電圧，$'は電極中心からフィラメントまを生成しない場合，図５に示されるようなコロナ状の紫外での距離，"は幾何学的な場の利得であり，円柱形の場合，"$#となる．非弾性衝突を無視すると，フィラメントプ

発光はまったく観測されなかった．
る．通常の負極性コロナは Townsend メカニズムによるこ

ラズマ中の電子は平均エネルギー：$%(#!
)&
'
"(
$
'を持
つ．ここで，(は電子の自由行程，# はイオン質量を表す．

とが知られており，以下の Paschen の式により説明され実験条件から計算すると，フィラメントプラズマ中の電子

る．

の平均エネルギーは約１keV となる．本実験条件において次に，観測された紫外発光のメカニズムについて考察す

フィラメントプラズマ中の電子は加速され，酸素分子との

$%*+

!"

#!
#&
"!
*'
"!
*'
&($(
)&
""% '
!&&
"

衝突電離反応（O2+e→O−＋O：酸素 分 子 の 励 起 エ ネ ル

（８）

$!

ギーは〜8 eV）によりエネルギーを失い，その後強い紫外

ここで，#と &はそれぞれ，電離係数と付着係数を表し，発光が止まる．フィラメントプラズマからの紫外発光は電%は電極表面からの二次電子放出係数を表す．電極中心か場強度に依存し，電場中におけるフィラメントプラズマのら電極表面までの距離を +$$!とした時，$%*+!$!はコロ

特性において重要な役割を担っている．

ナの長さを示す．もしフィラメントプラズマが $%*+よりもこのフィラメントプラズマからの紫外放射により，電極遠い位置で生じた場合コロナの影響はない．このため，から電子が放出されると考えられる．これにより，仮想陽

フィラメント内の電子はフィラメントの外に放出され，極としてのフィラメントプラズマと，陰極である高電圧電フィラメントプラズマは正の仮想電極とみなされる．フィ極との間で放電が瞬時に起こる．この時，フィラメントプ

ラメントプラズマの再結合の速度は非常に速いため，フィ

ラズマ中の電子密度は高く，フィラメントプラズマ自体のラメント内で生成したイオンは電極表面に達することがで

電気容量が陰極である高電圧電極よりも小さいため，フィ

きず，二次電子を放出することができない．これは，イオ

ラメントプラズマと電極間との放電により，フィラメント

ンの移動度は &$2.1 cm /V/s であり，電場強度が "〜50

プラズマが陰極の電位 %!を得る．その結果，フィラメント

kV/cm である時のイオンの速度が約 105 cm/s であること，

プラズマ表面の電場は，"'$!%!!
! の関係式に従い大き2

６７２

Commentary

Remote Sensing of Electric Field Using Filament Plasma Induced by Ultrashort Laser Pulses

T. Fujii et al.

く変化する．!〜0.2 mm の場合，電場は 10 MV/cm 程度と進展速度を算出すると，1.8×106 m/s となり，光速の約非常に高くなることが予想されるが，実際にはフィラメン

0.6％であった．この速度はストリーマの速度と同程度であトプラズマの電子密度が急速に減少するため，フィラメン

る．

トプラズマは電極の電位すべてを維持することはできな

遠隔分光計測により得られた，波長 310〜342 nm におけい．そのため，実際の電場強度は上記の見積よりも弱いとる発光スペクトルの印加電圧に対する変化を図８（a）に示考えられるが，フィラメントプラズマからストリーマ，さらす．この時，ICCD カメラのゲート幅は 500 ns，遅延時間はには逃走電子を引き起こすに十分なほど強いと考えられる．

ゼロとした．印加電圧の絶対値が 300 kV 以上において，窒−400 kV の電圧を印加した時の紫外発光の時間進展の素 分 子 の 第２正 帯（C３Πu→B3Πg：313.6 nm，315.9 nm，様子を図６に示す．二つの顕著な領域が観測される．この337.1 nm）の発光強度の増加が観測された．各発光線の発場合，電極表面から 25 cm 付近の位置における電場は 4 kV

光強度の印加電圧依存性を図８（b）に示す．図中の電界強/cm であり，これは，実効電離係数が正の値をとる電場強度 "は，高圧電極に最も近いフィラメント位置における値

度の閾値の 1/10 程度である．空間電荷を考慮しない場合，（以下，フィラメント位置での電界強度と呼ぶ）であり，高圧電極近傍以外における実効電離係数は負""!&!!!
$"&
"
%

（"%
"!
(&
"!
(&
!'%
#!）となり，このような領域において（１０）

25 cm の長さを持つプラズマが存在することは，これまでにより求めた．ここで，&!は印加電圧，!は球電極の直径，の空気中における負性ストリーマ放電の理論では説明する$は球電極中心からの距離である．図より，窒素分子の発ことができない．電子数に関するバランス方程式を用い

光強度は，印加電圧−200 kV（フィラメント位置での電界て，初期電子密度が ##"1017 cm−3 の場合に見積もられる

強度 14.8 kV/cm）まではほとんど変化が観測されなかった電子の到達距離は数cm程度である．一方，観測された電離が，印加電圧−300 kV（フィラメント位置での電界強度

領域は電極表面から 25 cm の領域に到達している．このよ22.2 kV/cm）では顕著な増加が観測され，−400 kV まで指うな現象が生じた原因として，硬 X 線や高エネルギー電子

数関数的に増加した．窒素分子の各発光線強度の時間変化による電離作用を考える必要がある．図６の遅延時間０〜を図８（c）に示す．発光強度はフィラメント生成直後から 50

150 ns における，電極最下点を通る垂直方向の UV 発光強〜100 ns まで急激に増加し，その後減少するが 300 ns 程度度分布を図７に示す．図７より，フィラメントプラズマ生まで発光が継続した．紫外発光画像計測におけるジッター

成後 100 ns において，電極から 200 mm 以上離れた領域まを考慮すれば，両者の結果は良く一致していると言える．

で電離領域が広がっていることがわかる．一方，フィラメ

４．
２ 高コロナ条件における特性

ントプラズマ位置における紫外発光はフィラメント生成後強いコロナ放電が生じている状態におけるフィラメント

100 ns まで増加している．電極から 150 mm 程度離れた距

プラズマの特性を明らかにするために，直径 60 mm の球電離におけるストリーマ状の紫外発光は，フィラメントプラ

極を高圧電極に用いて実験を行った．高圧電極より 5 mm

ズマ生成後 150 ns ほど続き，また，フィラメントプラズマ

下方にフィラメントプラズマを生成し，高圧電極直下の位置における紫外発光は〜0.5 μs ほど続いた．この発光はフィラメント近傍における発光画像計測および遠隔分光計

プラズマの再結合による発光と考えられる．このような長測を行った．

い発光が生じるためには，電子温度の高いプラズマが必要

正極性電圧を印加した際の紫外発光画像を図９に示す．

である．文献［２１］より，本実験条件をパラメータとして見積もると，%#$10 eV，##$1015 cm−3 になる．紫外発光のフィラメントプラズマを生成しない場合，ICCD カメラを用いた計測では 400 kV を印加した場合でも紫外発光は観測されなかったが，フィルムカメラを用いた計測では，印
加電圧 200 kV 以上において高圧電極より強いコロナ放電䊐䉞䊤䊜䊮䊃૏⟎⊒శᒝᐲ䋨⋧ኻ୯䋩

20,00015,000100 ns

10,000

50 ns

5,000

0 ns

150 ns

0
0

50

100

150

200

㜞࿶㔚ᭂ⴫㕙䈎䉌䈱〒㔌䋨㫄㫄䋩図６

フィラメントプラズマにより誘起された負極性コロナの時
間進展．

図７

６７３

フィラメント近傍における紫外発光分布の時間変化．

Journal of Plasma and Fusion Research Vol.86, No.12 December 2010

（a）

（a）

（b）

（b）

図９

正極性電圧印加時におけるフィラメント近傍の紫外発光の（a）
印加電圧依存性と（b）
時間変化．

観測される．印加電圧400 kVにおける紫外発光の時間変化を図９（b）に示す．レーザーパルス照射直後において，強い紫外発光が高圧電極とフィラメント近傍に現れ，その後
50 nsの間に電極から約100 mm下方に発光が進展している
ことがわかる．この発光は減衰しながら下方に進展し，遅延時間 300 ns では観測されなくなった．また，フィラメン
トからの発光も遅延時間の増加とともに弱くなるが，遅延
時間 150 ns まで観測された．上記のように，プラズマ発光（c）に対する外部電場の影響は，電極への印加電圧が 50 kV（この時，式（９）から見積もった電極表面における電界は!〜−16.7 kV/cm）の時すでに観測される．本実験で用いた電極配置では，印加電圧100 kV以上において高圧電極表面に強いコロナ放電が発生し，電極表面近傍に負極性イオンの層が形成されている可能性がある．イオン層の厚さは印加電圧に依存する．200 kV 以下においては，イオン層の厚さは５mm 以上と考えられるため，フィラメントプラズ
マは電界緩和の弱い領域を通過すると考えられる．
負極性電圧を印加した時の紫外発光画像を図１０に示す．
図１０（a）に示すように，フィラメントプラズマを生成した
時，印加電圧−100 kV 以下において正極性電圧印加時と同様高圧電極とフィラメントの間に明るい発光が観測され

図８

遠隔分光計測により得られたフィラメント近傍における窒素分子の（a）
発光スペクトル，（b）
発光強度の印加電圧依存性，（c）
発光強度の時間変化．

た．印加電圧の増加と共に紫外発光は強くなったが，正極が観測された．図９（a）に示すように，フィラメントプラズ−400 kV を印加した時の紫外発光の時間変化に関して

マを生成した場合，印加電圧 50 kV においてすでに高圧電は，図１０（b）に示すように，遅延時間がゼロの時のみ紫外極とフィラメントプラズマの間に発光が観測され，電圧の発光が観測され，50 ns 以上の遅延時間において紫外発光増加と共に発光強度は大きくなり，印加電圧200 kVにおいは全く観測されなかった．印加電圧が−400 kV においててはフィラメントプラズマから下方向へ伸びる強い発光もは，イオン層厚さは印加電圧に対して正極性電圧印加時と性電圧印加時と異なり，−400 kV まで印加しても発光は常に 電 極 と フ ィ ラ メ ン ト の 間 の み で 観 測 さ れ た．ま た，

６７４

Commentary

Remote Sensing of Electric Field Using Filament Plasma Induced by Ultrashort Laser Pulses

T. Fujii et al.

（a）

（b）
図１
０ 負極性電圧印加時におけるフィラメント近傍の紫外発光の（a）
印加電圧依存性と（b）
時間変化．

同様の依存性を有し，電極近傍において正極性イオンの層が電界を緩和したと考えられる．正極性および負極性電圧
印加時においては，高圧電極近傍に生成するイオン層の構造が異なるため，フィラメントプラズマの特性にも違いが生じると考えられる．
印加電圧±400 kV における窒素分子発光強度（313.6 nm，315.9 nm，337.1 nm）の 遅 延 時 間 依 存 性 を 図１１（a）に 示す．正極性，負極性電圧共に，遅延時間ゼロにおける発光強度が最も高い．正極性電圧においては，遅延時間 50 ns

図１
１ 窒素分子発光強度の（a）
時間変化と（b）
印加電圧依存性．

において発光強度は約 1/5 になり，遅延時間 300 ns において発光はほとんど観測されなくなった．フィラメント生成
直後の強い発光は，外部電場中におけるプラズマの再結合

す．印加電圧 50 kV 以上において発光強度の増加が観測さによ る も の と 考 え ら れ る．図９（b）に 見 ら れ る よ う に，れ，200 kV まで非線形的に発光強度が増加している．この

ゲート遅延時間が 50 ns 以降に観測される発光はフィラメ

時，電極表面における電界強度は，式（９）より 66 kV/cm

ントから発生していることがわかる．一方，負極性電圧印と計算される．前述したように，正極性，負極性電圧共に，加時における窒素分子発光は，正極性電圧印加時と異な印加電圧 200 kV 以上において高圧電極からの強いコロナ

り，二つの領域が観測される．まず，フィラメント生成直放電が観測された．図１１（b）に示されるように，印加電圧

後に正極性電圧印加時と同程度の強い発光が観測され，そ200 kV 以上において窒素分子の発光強度が変化しなかっの後発光強度は正極性電圧印加時よりも速い速度で減少たのは，電極からのコロナ放電により生成した正極性およし，遅延時間 50 ns における発光強度は正極性電圧印加時

び負極性イオンが高圧電極近傍において高密度になり，強と比べて一桁小さい．さらに，遅延時間 100 ns においては

い電界緩和によってフィラメント位置における電界が印加

バックグラウンドレベルにまで低下している．この初期の

電圧 200 kV 以上において増加しなかったためと考えられ

強い発光は，正極性電圧印加時と同様フィラメントプラズ

る．

マの再結合によるものと考えられる．その後，遅延時間１００

５．まとめと今後の課題〜500 ns において窒素分子の発光の増加が観測され，遅延時間 200 ns においては遅延時間 100 ns に比べて約一桁，発以上，超短パルス高強度レーザーにより誘起されるフィ

光強度が増加している．この遅延時間 100 ns 以降におけるラメントプラズマとその外部電場中における発光特性，お発光強度の再増加は，フィラメントプラズマの再加熱によよびその現象の大気中における電場の遠隔計測への適用にるものと考えられる．まず，フィラメントからの最初の強関して概説した．高圧直流電圧を印加した電極直下にフィい紫外発光により電子なだれが電極から誘起され，そのラメントプラズマを生成すると，フィラメントプラズマ近後，外部電場により電子を放出して正極性に帯電したフィ

傍に強い紫外発光が生じた．この発光強度は印加電圧の増ラメントプラズマと高圧電極の間で放電が起こり，それに加と共に増加し，極性や電極形状によって異なる特性を示

よりフィラメントプラズマが加熱され，紫外発光の再増加

した．さらに，窒素分子の発光スペクトルを測定し，発光を生じたと考えられる．

強度が外部電場に対して指数関数的に増加することを示し窒素分子の発光強度の印加電圧依存性を図１１（b）に示た．この現象を利用した，大気中における電場の遠隔計測
６７５

Journal of Plasma and Fusion Research Vol.86, No.12 December 2010

手法を提案した．

マの特性を明らかにすることにより，大気中の電場を遠隔

超短パルスレーザー誘起フィラメントプラズマは，発見

において，非破壊・リアルタイムに計測することが可能にされてからまだ１５年程度しか経っておらず，その物理に関なると共に，放電時に発生する逃走電子の特性を明らかにしては多くの研究が行われているものの，まだ未解明な部することができる．それにより，雷・放電メカニズムの解分が多い．しかしながら近年，フィラメントに関しては，

明に繋がり，革新的な雷保護技術の開発や，革新的な高電

その物理に関する基礎研究のみならず，応用に関する研究

圧機器の設計・診断技術が開発されると期待される．

も活発に行われている．ドイツ，フランス，スイスの５大学の共同プロジェクトである，テラモバイル（Teramo-

参考文献bile）プロジェクトでは，フィラメントプラズマを用いて［１］A. Braun, G. Korn, X. Liu, D. Du, J. Squier and G. Mourou,
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Yu, J. Kasparian, E. Salmon, J.P. Wolf, M. Rodriguez, L.
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Akozbek, A. Becker, V.P. Kandidov, O.G. Kosareva and
H. Schroeder, Can. J. Phys. 83, 863 (2005).

自然界の雷を誘導しようとする研究（レーザー誘雷）が行われている．実際に彼らは，最大出力 4 TW の可搬型レー
ザー装置を開発し，標高3200 mの山の上からレーザー光を上空に出射し，雷雲内の放電の誘導に成功している［２６］．
また，フィラメントプラズマからはテラヘルツ光が発生するため，テラヘルツ光の遠隔発生源としても注目されている．フィラメントプラズマに外部電場を加えることにより，テラヘルツの強度が指数関数的に増加することが報告されており［２８］，このことからも，フィラメントプラズマと外部電場との相互作用の解明が重要であると言える．さらに近年，テラヘルツ自身の電場によりフィラメントプラ
ズマ中の窒素分子の発光強度が変化するという報告がなされ，この現象を利用することにより，テラヘルツを用いた遠隔計測手法が提案されている［４８］．
以上のように，フィラメントプラズマと電場との相互作用の解明は，フィラメントプラズマの物理現象を理解するだけではなく，様々な応用において重要である．しかしながら，電場の遠隔計測への応用のためには，測定感度の向上や，窒素分子発光強度の電場の絶対値への校正等，解決すべき課題が多くある．さらに，雷雲中や雷雲下における電場計測を実現するためには，レーザー光長距離伝播後におけるフィラメントプラズマの生成やその特性を明らかにする必要がある．第１章に述べたように，数百メートル以上のレーザー光伝播後におけるフィラメントの観測は行われているものの，実際に電場計測に必用なプラズマ密度を有するかは明らかではない．今後，一層フィラメントプラ
ズマと外部電場との相互作用の解明を進めていくとともに，レーザー光を大気中において長距離伝播させた時のフィラメントプラズマの生成特性を明らかにし，その制御方法等を開発する必要がある．
雷放電は，理論から予測される値よりもかなり低い電場
で絶縁破壊が生じることが知られており［４９］，そのメカニ
ズムは未だ明らかではない．近年，その現象を説明するために，大気中において生成する逃走電子が絶縁破壊に寄与しているとする，逃走電子なだれモデルが提案されている［５０，５１］．第４章で述べたように，高電界下において生成したフィラメントプラズマから逃走電子が生成している可能性が示唆された．フィラメントプラズマを用いれば，放電を時間的，空間的に制御することが可能であるため，逃走電子の特性を明らかにすることが期待される．これにより，雷の逃走電子なだれモデルの解明に寄与することができると考える．
以上のように，外部電場中におけるフィラメントプラズ
６７６

Commentary

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６７７

執筆者紹介

たかし

藤 井

隆

!電力中央研究所，上席研究員．東京工業大学大学院総合理工学研究科創造エネル
ギー学専攻連携教授を兼務．博士（工学）．
大分県大分市出身．主な研究分野はレー
ザー分光，ライダー，レーザー誘起ブレイクダウン分光など．
特に最近は，超短パルス高強度レーザー生成フィラメントプ
ラズマの大気応用研究を主に行っている．趣味はスポーツ観
賞，週末の食材の買出しとワインなど．

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い!!!!!!!!!!!!!!!!!!!!!!!!!!

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ほっ

た

えい

き

東京工業大学大学院総合理工学研究科創造エネルギー専攻教授．工学博士．１
９７８年東京工業大学大学院理工学研究科電気工学専
攻博士課程満期退学，同大学工学部電気・電子工学科助手，助教授を経て，１９９
５年より現職．パルスパ
ワー技術およびプラズマ応用の研究（放電型軟 X 線レー
ザー，EUV 光源，二次電子銃，ガス分解，滅菌，慣性‐静電閉じ込め核融合中性子源）に従事．家族は妻，息子に犬の母
娘．趣味は昨今機会がほとんどないスキーだが，昨年中国で久しぶりに滑る機会に恵まれた．

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

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堀 田 栄 喜

ね

もと

こう

しち

根 本 孝 七!電力中央研究所 電力技術研究所 電力
応用領域リーダー．安積高校９１期卒，東大電気工学修士，レーザー濃縮技術研究組合
副主任研究員，ミシガン大学 CUOS 客員!!!!!!!!!!!!!!!!

ふじ!!!!!!!!!!!!!!!!

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

##

研究員，東工大創造エネルギー専攻連携教授を歴任．現在，
東大先端エネルギー工学専攻客員教授兼務．博士（工学）．専
門はレーザー光応用，最近はエネルギー工学（電力流通技術）
も．趣味：論文査読，ヒルクライム等々．

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