JP6810954B2 - テラヘルツ波生成装置、光パラメトリック増幅器、テラヘルツ波検出器、および非線形光学素子 - Google Patents

Description

本発明はテラヘルツ波生成装置、光パラメトリック増幅器、テラヘルツ波検出器、および非線形光学素子に関する。さらに詳細には本発明は、簡便な構成により高い効率でテラヘルツ波を生成することができるテラヘルツ波生成装置、光パラメトリック増幅器、テラヘルツ波検出器、およびこれらに適する効率に優れた非線形光学素子に関する。

非線形光学現象に基づく波長変換において、伝播する光波間に運動量保存則を課す条件は波数ベクトル間の位相整合として知られ、これまで非常に大きな役割を果たしてきている。例えば複屈折性位相整合におけるフォワード／バックワード位相整合、コリニア／ノンコリニア位相整合、そして疑似位相整合（ＱＰＭ）など、多くの位相整合が提案され、波長変換効率の向上や波長領域の拡大が達成されてきた。なかでもバックワード位相整合による光パラメトリック発振（ＯＰＯ）は、１９６６年にHarrisによって提示されたユニークな特性を持つ非線形光学波長変換として知られている（非特許文献１）。この特殊な位相整合は、きわめて簡便な光学系を採用しつつ極限まで高い量子変換効率を実現するものである（非特許文献２〜４）。それをもたらすのは、非線形光学結晶中にて反対方向に伝搬する光波間で生じるフィードバック効果である。

ところで、周波数０．１ＴＨｚ〜１００ＴＨｚ（波長３μｍ〜３ｍｍ）程度の周波数範囲の電磁波はテラヘルツ波とも呼ばれ広範な応用が期待されることから、高い出力や効率のよい生成法、広い帯域の周波数可変光源、室温動作可能性など主に実用面での改善が模索されている。特にコヒーレントなテラヘルツ波は、物質との強い相互作用が期待できるため、波長域がいわゆる指紋領域を含むことからも有望視され、微量物質の検出などの用途で効率的な生成手法が探索されている。現在のコヒーレントなテラヘルツ波は、多くの場合近赤外域のレーザーの光源を利用した非線形波長変換により得られる。そのためにミラー等をもつ外部共振器中に配置した非線形光学結晶に励起のためのポンプ光が供給される。これらの装置の多くは複数の波長のレーザー光源を必要とし、大がかりな装置である。非線形波長変換はテラヘルツ波領域においても効果的な手法であり、これまで主に誘導ポラリトン散乱や差周波発生、光整流効果などによるテラヘルツ波生成が行われてきた。

S. E. Harris, "Proposed Backward Wave Oscillation in the Infrared," Appl. Phys. Lett. 9, 114-116 (1966). Y. J. Ding and J. B. Khurgin, "Mirrorless optical parametric oscillators," J. Nonlinear Optic. Phys. Mat., 5, (2), 223-246, (1996); doi: 10.1142/S0218863596000179 C. Canalias and V. Pasiskevicius, "Mirrorless optical parametric oscillator," Nature Photonics, Vol.1, No.8, 459-462, (2007); doi: 10.1038/nphoton.2007.137 N. Umemura et al., "Sellmeier and thermo-optic dispersion formulas for the extraordinary ray of 5 mol.% MgO-doped congruent LiNbO3 in the visible, infrared, and terahertz regions," Appl. Opt., Vol.53, No.25, 5726-5732 (2014); doi: 10.1364/AO.53.005726

本発明は、新規な位相整合条件を利用することにより、簡便な構成での高効率なテラヘルツ波の生成や、テラヘルツ波のパラメトリック増幅を達成するものである。本発明は、簡便な構成でのテラヘルツ波生成装置、ならびにテラヘルツ波のバラメトリック増幅器、検出装置および非線形光学素子を提供することにより、テラヘルツ波を利用する様々な用途の発展に寄与するものである。

本発明者は、テラヘルツ波の生成などに適する位相整合について詳細な知見を得た。そして簡便な機器構成によってテラへルツ波に関する光パラメトリック発振やその生成が現実的であることに気付いた。そして実際にも、その特殊な位相整合条件でバックワード光パラメトリック発振によりテラヘルツ波を生成しうることを初めて実験的に確認した。すなわち、従来、バックワード光パラメトリック発振によりテラヘルツ波を生成させようとしても、バックワード位相整合条件自体の特異性のために、一般的なバルク結晶や周期分極反転素子を利用することができなかった。ところが、ポンプ光の波数ベクトルそれ自体ではなく、ポンプ光の波数ベクトルに非線形光学結晶に設けた周期的な反転構造をも反映させて得られる波数ベクトル（本出願を通じ「仮想ポンプ光波数ベクトル」という）を対象にしてコリニア位相整合条件を成立させる、という新たな条件に基づけば、バックワード光パラメトリック発振が実現できることを見出した。なお、その場合の光パラメトリック発振にて生成されるシグナル光（テラヘルツ波）は、仮想ポンプ光波数ベクトルに対し逆向きとなり、ポンプ光の向きとからみると一般には概ね逆向きに向かう（以後「後進波」と呼ぶ）。加えて、上記原理は一般的な場合まで拡張される。結果、仮想ポンプ光波数ベクトルを利用して仮想ポンプ光波数ベクトルポンプ光に対して概ね同じ向きに向かう光（「前進波」）も本発明により実施可能であり、実際にテラヘルツ波を生成できることを確認した。このように本発明は、発明者が見出した新規な位相整合条件に基づくものである。

すなわち、本発明のある態様においては、単一波長のポンプ光を生成するポンプ光光源と、ある反転周期で分極または結晶方位が反転した周期構造をもつ非線形光学素子であって、前記ポンプ光が入射されると、該反転周期に対応する格子ベクトルを該非線形光学素子中のポンプ光波数ベクトルにベクトル加算または減算した仮想ポンプ光波数ベクトルに対するコリニア位相整合条件および前記ポンプ光に対するエネルギー保存則を満たすアイドラー光およびシグナル光を生成する、非線形光学素子とを備えるテラヘルツ波生成装置が提供される。

さらに本発明の別の態様では、光パラメトリック増幅器、テラへルツ波検出装置も提供される。加えて、本発明のさらに別の態様では非線形光学素子も提供される。

テラヘルツ波を後進波により生成するかまたは前進波により生成するかにかかわらず、上述した仮想ポンプ光波数ベクトルは、ポンプ光の波数ベクトルに、周期分極反転の周期性を反映する格子ベクトルがベクトル的に加算または減算されたものである。仮想ポンプ光波数ベクトルの向きはポンプ光波数ベクトルの向きと概ね同じであるものの、一般の条件において完全に向きが一致するわけではない。なお、仮想ポンプ光波数ベクトルは、発明を明確に説明するために導入されるものである。このため、仮想ポンプ光との表現は、仮想ポンプ光波数ベクトルという波数ベクトルを説明するためのみに用いる。この波数ベクトルに対応する電磁波が実際に生成されるかどうか、または介在しているかどうかは本発明において特段問われない。

なお、本出願においては不明瞭にならない限り本発明の属する分野における慣用に従った用語法を利用する。たとえば赤外放射やテラヘルツ域の放射といった可視光ではない電磁波や電磁放射に対しても、「光」、「光源」、「発光」、「屈折」等と光学分野で使用される表現を用いる。このためテラヘルツ波であるシグナル光は、テラヘルツ域の電磁放射を指す。また慣用に従い、光やテラへルツ波の波長は特に明示のない限り真空中の値である。さらに、アイドラー光との表現は、通常は副産物であり利用されないことが多い光に対し用いられるものの、本出願においては説明を統一するために、有効に利用されるかどうかにかかわらずそのまま使用することがある。また、テラへルツ波生成装置として説明される本実施形態の装置は、アイドラー光を生成する装置としても機能するため、アイドラー光生成装置ともなりうる。

本発明のテラヘルツ波生成装置、光パラメトリック増幅器、テラへルツ波検出装置および非線形光学素子により、簡便な構成により高効率でテラヘルツ波を生成または増幅することが可能となる。

本発明の実施形態において採用される非線形光学素子とポンプ光、シグナル光、アイドラー光の典型的な配置を概略的に示す斜視図（図１Ａ）、平面図（図１Ｂ）、および周期分極反転素子内での波数ベクトル相互の関係を示す運動量模式図（図１Ｃ）である。 本発明の実施形態のための分極反転構造のＰＰＬＮを対象に、ポンプ光波長に対し得られるアイドラー光およびシグナル光波長を示す特性を様々な反転周期に対してプロットした理論計算のグラフである。 本発明の実施形態においてポンプ光強度を変更して実測されたテラヘルツ波のパワーに対応する検出器出力およびアイドラー光のパワーを示すグラフである。 本発明の実施形態においてテラヘルツ波の波長測定を行った結果を示すグラフである。 本発明の実施形態において結晶を回転させたときのアイドラー光のスペクトルを、ポンプ光光源のものと合わせて示すグラフである。 本発明の実施形態における後進波の動作において、周期分極反転素子の角度依存性に関する実験結果と理論計算結果を示すグラフである。 本発明の実施形態において様々な条件でのｘｙ面内での運動量模式図である。 本発明の実施形態においける前進波の動作において、分極反転素子の角度依存性に関する実験結果と理論計算結果を示すグラフである。 本発明の実施形態にて採用される、前進波となるテラヘルツ波のシグナル光を生成するテラへルツ波生成装置の構成を示す模式図であり、非線形光学素子とポンプ光、シグナル光、アイドラー光の典型的な配置を概略的に示す平面図（図９Ａ）、および波数ベクトル相互の関係を示す運動量模式図（図９Ｂ）である。 本発明の実施形態における周期分極反転素子のための回転機構を備える周波数走査型のテラヘルツ波生成装置の構成を示す模式図であり、図１０Ａ、１０Ｂの順に、それぞれ後進波および前進波にてシグナル光としてのテラヘルツ波が生成される構成である。 本発明の実施形態において回転機構にて使用されるのに適する周期分極反転素子の形状を示す斜視図である。 本発明の実施形態において本実施形態の光パラメトリック増幅器の構成を示す模式図であり、図１２Ａ、図１２Ｂの順に、後進波および前進波の配置である光パラメトリック増幅器を示す。 本発明の実施形態においてテラヘルツ波検出装置の構成を示す模式図であり、テラヘルツ波の向きが後進波（図１３Ａ）および前進波（図１３Ｂ）それぞれのものである。 本発明の実施形態におけるアップコンバージョンを利用したイメージング検出装置の構成を示す模式図である。 本発明の実施形態における複数周期をもつ周期分極反転素子の構成を示す模式平面図（図１５Ａ）ならびにテラヘルツ波の周波数計算値のグラフ（図１５Ｂ）である。

以下、本発明に係る原理を説明し、さらにテラヘルツ波生成装置、テラヘルツ波バラメトリック増幅器、検出装置、および非線形光学素子の実施形態を図面を参照して説明する。当該説明に際し特に言及がない限り、共通する部分または要素には共通する参照符号が付されている。

１．新規な位相整合条件によるテラヘルツ波の生成
１−１．格子ベクトルを反映する位相整合条件の典型例
非線形光学結晶を利用する差周波生成（ＤＦＧ）またはバラメトリック発振では、ポンプ光からテラヘルツ波など目的の波長のシグナル光が生成される。その効率に大きく影響するのが位相整合である。従来の位相整合のＱＰＭ（擬似位相整合）のためにも、分極の向きまたは結晶方位が周期的に反転する非線形光学素子が利用されてきた。ＱＰＭでは、コヒーレンス長の二倍を反転周期とする分極の向きまたは結晶方位の反転構造をもつ非線形光学素子が採用される。本実施形態では、分極の向きまたは結晶方位が周期的に反転している非線形光学素子を利用してパラメトリック波長変換が生起される。その非線形光学素子は、ＱＰＭのためのものと類似した反転構造を持つものの、本発明者が見出した新たな位相整合条件を満たすように作製されている。本発明者が見出した当該位相整合条件について、最初にその典型例を説明し、一般論は後述する。

図１は、本実施形態のテラへルツ波生成装置１００の構成を示す模式図であり、本実施形態における非線形光学素子の典型例である周期分極反転素子１０２とポンプ光ＬＰ、シグナル光Ｌ_THz、アイドラー光ＬＩの典型的な配置を概略的に示す斜視図（図１Ａ）、平面図（図１Ｂ）、および周期分極反転素子１０２内での波数ベクトル相互の関係を示す運動量模式図（図１Ｃ）である。

ポンプ光ＬＰは、ポンプ光光源１０４からの単一波長の光であり、典型的にはＮｄ：ＹＡＧレーザー、半導体レーザーなどのレーザーであり、波長は種々のものから選択される。ポンプ光ＬＰとして適するのは、周期分極反転素子１０２が吸収を示さない波長域のものであり、好ましくは波長１〜１０μｍ程度の赤外域または可視域のレーザー光である。ポンプ光ＬＰは、適当なテレスコープ光学系（図示しない）を通じて周期分極反転素子１０２に入射される。本実施形態では、ポンプ光ＬＰは単一波長のもの１つのみ用いられ、複数の光源は必要ない。ポンプ光ＬＰは、パルスレーザー以外にも、ＣＷレーザーなども採用することができる。

周期分極反転素子１０２は、ある反転周期Λで分極の向きが反転した周期構造をもつ。結晶方位の反転による周期構造を持つ非線形光学素子においても周期分極反転素子１０２と同等の作用が成り立つため、以降の周期分極反転素子１０２に基づくいずれの説明も、結晶方位の反転による周期構造の説明の一部をなすものとする。周期分極反転素子１０２は、ポンプ光ＬＰおよびシグナル光Ｌ_THzに対し吸収を示さない材質のものが好ましい。なお、本出願ではシグナル光の典型がテラへルツ波であることから、Ｌ_THz等のTHzとの添え字を用いる。またシンボル文字への矢印の明示または太字表示によるベクトル記号は省略する。周期分極反転素子１０２を例示すれば、分極の向きが反転しているものはＰＰＬＮ（Periodically Poled Lithium Niobate; ＬｉＮｂＯ_３）であり、結晶方位が反転したものはＯＰ−ＧａＡｓ（Orientation-Patterned Gallium Arsenide）である。電極構造や基板の構造を利用して分極の向きまたは結晶方位が反転された様子は、本出願の図では微小な点を付加した領域と付加しない領域で描き分けている。本実施形態において、ある閾値を超す強度のポンプ光ＬＰが周期分極反転素子１０２に入射すると、ポンプ光ＬＰにほぼ沿った向きのアイドラー光ＬＩと、ポンプ光ＬＰとはほぼ逆向きのシグナル光Ｌ_THzが生成される（図１Ａ）。その動作のためには、上述したように、ポンプ光以外の追加の光源は要さない。反転周期Λに対応する格子ベクトルｋ_Λは、大きさがｋ_Λ＝２π／Λで与えられ、向きが反転周期の向きつまり反転構造をなす層の法線方向となるようなベクトルである。ポンプ光ＬＰ、アイドラー光ＬＩ、シグナル光Ｌ_THzについて、それぞれの周期分極反転素子１０２中における波長（真空の波長を、当該波長での周期分極反転素子の示す屈折率にて除したもの）と波面の進行方向とを表現する波数ベクトル（wave vector）を想定することができる。

本実施形態の一つの典型的な位相整合条件は、ポンプ光ＬＰ、アイドラー光ＬＩ、シグナル光Ｌ_THzそれぞれの波数ベクトルｋ_p、ｋ_i、ｋ_THzの間のみに規定される位相整合条件ではなく、格子ベクトルｋ_Λまで加えたものである。当該位相整合条件は、次の関係が周期分極反転素子１０２内で同時に成り立つときに周期分極反転素子１０２において高効率な光パラメトリック発振が生じる、というものである（図１Ｃ）：
ｋ_p − ｋ_Λ＝ｋ_i − ｋ_THz （１）
ｋ_THz‖ − ｋ_i （２）。
ここで、記号「‖」はそれによりつなげられる両辺のベクトルが同じ向きで平行（パラレル）な関係にあることを示している。よって（２）はｋ_THzとｋ_iが互いに反平行（アンチパラレル）であることを表現している。

この際、次式で定義される仮想的な波数ベクトル（仮想ポンプ光波数ベクトルｋ′_p）を導入する。
ｋ′_p＝ｋ_p − ｋ_Λ （３）
これにより、式（１）は、
ｋ′_p＝ｋ_i − ｋ_THz （４）
と書き換えられる。式（３）および式（４）のベクトルの配置を図１Ｃの（ａ）および（ｂ）に示す。図１Ｃ（ｂ）には、式（４）に加え式（２）のアンチパラレルの配置も反映されている（コリニア位相整合）。実際の波数ベクトルの長さはｋ_Λとｋ_THzのみが他よりも極端に短いため、ｋ_pに沿う方向（ｘ軸方向）の中央部を省略している。仮想ポンプ光波数ベクトルｋ′_pとアイドラー光波数ベクトルｋ_iとに省略部を挟んでｙ方向のずれが生じるのは、ポンプ光波数ベクトルｋ_pとの方向の違いを反映したものである。ただし、周期分極反転素子１０２中でのポンプ光波数ベクトルｋ_pからの方向のずれは、実際の値では高々０．５°程度である。

式（４）は、シグナル光波数ベクトルｋ_THzとアイドラー光波数ベクトルｋ_iをベクトル減算することにより所定のベクトル（仮想ポンプ光波数ベクトルｋ′_p）になることを規定している。これは、波数ベクトルにより運動量保存則を表現したものである。つまり式（４）は、ポンプ光の向きから角度αだけ反転構造が傾いているような周期分極反転素子１０２では、反転構造の周期性と向きのために伝播する光に対する運動量保存則に修正が必要となることを反映したものである。しかし、式（４）は、シグナル光波数ベクトルｋ_THzとアイドラー光波数ベクトルｋ_iの方向に対し、ベクトル減算した後に仮想ポンプ光波数ベクトルｋ′_pと同じであることのみを要請しているにすぎない。シグナル光波数ベクトルｋ_THzとアイドラー光波数ベクトルｋ_iが互いにアンチパラレルであるべき式（２）の関係が追加されて初めてコリニア位相整合となる。このコリニア（同軸）であるべき要請は、実際に効率良くパラメトリック波長変換が生じるための条件である。つまり、仮想ポンプ光波数ベクトルｋ′_pに対しシグナル光の波数ベクトルｋ_THzが、周期分極反転素子１０２内では逆向きであるため、周期分極反転素子１０２内でのシグナル光は、仮想ポンプ光波数ベクトルｋ′_pに対し逆向き、ポンプ光波数ベクトルｋ_pに対し概ね逆向き、つまり後進波となっている。仮想ポンプ光波数ベクトルｋ′_pは格子ベクトルｋ_Λがポンプ光波数ベクトルｋ_pから傾いているとき仮想ポンプ光波数ベクトルｋ′_pとポンプ光波数ベクトルｋ_pとは互いにパラレルでもアンチパラレルでもない。そうであるものの、本実施形態では格子ベクトルｋ_Λは小さく、シグナル光であるテラへルツ波はポンプ光に対し概ね後進波となっているのである。なお、式（４）は、仮想ポンプ光波数ベクトルｋ′_pが対象となっている点で従来のバックワード位相整合（ポンプ光波数ベクトルｋ_pを対象としている条件）とは異なる。周期分極反転素子１０２から外部に出射する際に屈折により方向が変わるが概ね逆向きであるため、本出願では特段区別しない。

さらに、シグナル光はポンプ光に対し、高々０．５°程度のずれを持つ後進波となっているために、バックワード位相整合でコリニア配置をとる場合に期待できる利点が本実施形態でも実質的にそのまま実現する。つまり、本実施形態の式（２）、（４）に規定される仮想ポンプ光波数ベクトルｋ′_pに対する位相整合条件は高い変換効率が期待できるものである。格子ベクトルｋ_Λが小さい限り、ポンプ光がアイドラー光、シグナル光に変換される相互作用を生じる結晶中の体積（「相互作用体積」）を十分に大きくする条件といえるためである。特にパラメトリック発振は、多くの場合、外部共振器等のフィードバック光学系が動作上必要となるが、本実施形態では実験的にもそのような光学系を追加しなくとも発振が確認されている。これはバックワード光パラメトリック発振においてコリニア配置となっていることが役立っている証拠の一つである。つまり、ポンプ光ＬＰがある程度以上の強度で周期分極反転素子１０２へ入射すると、パラメトリック波長変換によってテラヘルツ波のシグナル光Ｌ_THzとアイドラー光ＬＩとが生成される。生成されたテラヘルツ波のシグナル光Ｌ_THzは、ポンプ光ＬＰの入射方向に向かって逆方向に伝搬しながら、パラメトリック増幅動作のためのシード光として作用する。

なお、式（１）左辺のベクトル減算であるｋ_p−ｋ_Λは、格子ベクトルｋ_Λを反転させた定義の場合にはｋ_p＋ｋ_Λとベクトル加算により表現することもできる。格子ベクトルｋ_Λの定義はそれ自体を反転させた定義も可能であるため、これに応じ仮想ポンプ光波数ベクトルｋ′_pはベクトル加算および減算のいずれによっても定義される。

このように、本実施形態では、分極や結晶方位が反転する周期構造が傾くような非線形光学素子（斜周期分極反転素子）を用いる。これにより実際にもテラヘルツ波パラメトリック発振が実現される。その結果得られる後進波のテラヘルツ波を得るパラメトリック発振（バックワードテラヘルツ波パラメトリック発振）は、適切に設計された非線形光学素子に対しある閾値を超す強さの単一波長（単色）のポンプ光を供給するだけで高効率でテラヘルツ波を得られる利点をもつ。この作用は自動的なフィードバック作用ともいえるものであり、精密な調整を要する別途の外部共振器等のフィードバック光学系によらずにパラメトリック発振が実現できるという利点を本実施形態にもたらす。その結果としてテラヘルツ波の光源は大幅な簡略化された構造にすることができる。発振動作のために外部共振器などの光学素子が必要ないため、テラヘルツ波生成装置は機械精度や設定条件に高い精度を要求する部品が少なく、安定した動作が可能なシステムを構築できる点でも実用性が高い。

図１Ｃに示した仮想ポンプ光波数ベクトルｋ′_pに対して成立する本実施形態のコリニア位相整合条件には次の関係が見出せる。アイドラー光波数ベクトルｋ_iは、仮想ポンプ光波数ベクトルｋ′_pに対しパラレル配置で該仮想ポンプ光波数ベクトルｋ′_pより大きい。これに対し、シグナル光波数ベクトルｋ_THは、仮想ポンプ光波数ベクトルｋ′_pおよびアイドラー光波数ベクトルｋ_iの両者に対しアンチパラレル配置となる。このため、テラヘルツ波であるシグナル光が、ポンプ光ＬＰからみて概ね逆方向に向かう後進波となるのである。

さらに、式（２）、（４）の条件は、運動量保存則すなわち反転構造の周期性と電磁波の周期性という空間の性質を反映しかつ効率良く非線形光学現象が生じるためのコリニア位相整合を明示してはいるものの、それらのみでシグナル光波数ベクトルｋ_THzとアイドラー光波数ベクトルｋ_iの組合せは特定できない。実際にはエネルギー保存則が追加されて初めてシグナル光波数ベクトルｋ_THzとアイドラー光波数ベクトルｋ_iのそれぞれが、大きさまで含めて決定される。すなわち、シグナル光とアイドラー光とには、それらの光子エネルギーの合計がポンプ光の光子エネルギーと一致しなくてはならないことから、シグナル光とアイドラー光の波数ベクトルの大きさに制約が追加される。図１Ｃのシグナル光の波数ベクトルｋ_THzとアイドラー光波数ベクトルｋ_iそれぞれのベクトルの大きさ（ノルム）の組合せはエネルギー保存則を満たすように決まるといえる。このような後進波のシグナル光波数ベクトルｋ_THzが生じる条件では、仮想ポンプ光波数ベクトルｋ′_pは、ポンプ光波数ベクトルｋ_pよりもノルムが小さくなる。なお、コリニア位相整合が仮想ポンプ光波数ベクトルｋ′_pを対象としていたのに対し、エネルギー保存則は格子ベクトルがベクトル加算または減算される前のポンプ光が対象である。

１−２．他の非線形波長変換の抑制
本実施形態では、図１に示した構成において、発振を望まないパラメトリック波長変換過程を抑制することが好ましい。具体的には、周期分極反転素子１０２の反転構造を、望まないパラメトリック波長変換や、望まないＳＨＧ（第２高調波発生）のための位相整合（特に光波帯の位相整合）を満たすことのないような構造とすることが好ましい。上述した式（２）、（４）の関係を満たしつつそのような構造を実現することは実際にも可能である。図２に、様々な周期を持つ分極反転構造のＰＰＬＮ（５ｍｏｌ％ＭｇＯ添加のもの）を対象に、ポンプ光波長に対し得られるアイドラー光およびシグナル光波長をプロットした理論計算のグラフを示す。この計算は、異常光線のセルマイヤー方程式と温度特性を考慮したものであり、図２は温度が２０℃で特に垂直入射（α＝９０°）の場合を例に計算したものである（非特許文献４）。各破線の曲線に付された数値は反転周期Λの値（単位：μｍ）を示し、横軸がポンプ光、縦軸はシグナル光およびアイドラー光の、それぞれの波長である。各曲線は、横軸のポンプ光に対し、１つ以上の縦軸の値を示すときに、その縦軸の値を波長に持つシグナル光およびアイドラー光が出力可能であることを示している。例示のために一点鎖線の紙面上下方向の直線で図示した波長１.０６４μｍのポンプ光に対しては、反転周期Λ＝３２μｍ、２９μｍ、２６μｍの場合の曲線は、Ｘマークにより明示した交点を２以上持つ。また、紙面において右上がりの２点鎖線の直線はＳＨＧの条件を示しており、交点が重なる位置（曲線が縦方向の接線を持つ位置）に相当する。このことは、波長１.０６４μｍポンプ光に対し、反転周期Λ＝３２μｍ、２９μｍ、２６μｍの場合には光波帯域にシグナル光およびアイドラー光が生じること、またΛが僅かに３２μｍより大きい条件（図示しない）では第２高調波が生成されること、をそれぞれ示している。つまり、ポンプ光に対して赤外域などの光波帯の波長に交点をもつような曲線に対応する反転周期Λを採用すると、本実施形態において意図しない波長のパラメトリック波長変換過程やＳＨＧが生起してしまう。このような条件は、光波帯域にてエネルギーが消費されることから、テラへルツ波の生成を企図する限りは望ましくない。これに対し、たとえば周期分極反転素子１０２が反転周期Λ＝３５μｍとなっていれば、波長１.０６４μｍのポンプ光に対し光波帯に同時に含まれるシグナル光およびアイドラー光は存在しない。このため、そのような反転周期をもつ周期分極反転素子１０２により目的とするテラヘルツ波を効率良く得ることができる。なお、図２の曲線が描けないような条件は、光波帯域でエネルギーが消費されないため本実施形態にとっては好ましいといえる。また、上記説明から分るように、本実施形態での望まないパラメトリック波長変換過程やＳＨＧのための位相整合（特に光波帯の位相整合）を満たさない条件は、ポンプ光の波長やそれに用いる結晶によって、計算によって決定することができる。加えて、適当な予備実験によってもそのような条件を決定することができる。望まないパラメトリック波長変換過程やＳＨＧのための位相整合（特に光波帯の位相整合）を満たさないようにするためには、ここに示した例のように周期分極反転素子１０２の反転周期Λを適切に調整することのほか、周期分極反転素子１０２の非線形光学材料や結晶方位を変更すること、ポンプ光の波長を変更することなどが有効である。

１−３．角度の作用
本実施形態の周期分極反転素子１０２では、反転構造の格子ベクトルｋ_Λとポンプ光の波数ベクトルｋ_pとの両者の方向（図１Ｂ、角度α）の範囲には原理面からの制限はない。典型的な場合においては、周期分極反転素子１０２の反転構造の格子ベクトルｋ_Λは、そこに入射されるポンプ光の波数ベクトルｋ_pの向きと０°でも１８０°でもない角度をなしている。この場合、周期分極反転素子１０２でポンプ光の波数ベクトルｋ_pと仮想ポンプ光波数ベクトルｋ′_pの向きは互いにパラレルでもアンチパラレルでもない配置となる。

しかし、生成されるテラへルツ波の周波数は角度αの影響を受ける。逆にシグナル光であるテラヘルツ波の波長を、非線形光学素子の反転構造のポンプ光に対する角度αにより調整することもできる。ポンプ光に対し周期分極反転素子１０２の向きを変更すれば角度αは容易に変更できるからである。上述したとおり、後進波となるシグナル光（テラヘルツ波）とアイドラー光は、波数ベクトルがコリニア位相整合条件（式（２）（４））を満たしつつ、波長がエネルギー保存則により決定される。これらの条件のために、角度αがテラヘルツ波の波長へ影響をもつ。本実施形態では、特に角度αが９０°のときは、テラヘルツ波の伝搬方向はポンプ光に対して完全に対向するバックワードテラヘルツ波パラメトリック発振となる。角度αを変更した一般論は図６等を参照して後述する。

１−４．非線形光学材料
本実施形態の周期分極反転素子１０２のためには種々の非線形光学材料を採用することができる。本実施形態のためには、ＱＰＭのために反転構造をもつように作製されたり、結晶方位自体を反転させて作製されたりしている一般の非線形光学素子を採用することができる。図１Ｂに示した反転周期Λはこれらにおける分極または結晶方位のものから必要な変更を受けたものである。本実施形態において好ましい非線形光学材料を非限定的な例として列挙すれば、ＰＰＬＮ（Periodically Poled Lithium Niobate,ＬｉＮｂＯ_３）、ＰＰＫＴＰ（Periodically Poled Potassium Titanyl Phosphate, ＫＴｉＯＰＯ_４）、ＰＰＳＬＴ（Periodically Poled Stoichiometric、ＬｉＴａＯ_３）、およびＯＰ−ＧａＡｓ（Orientation-Patterned Gallium Arsenide）を挙げることができる。

１−５．高効率なテラヘルツ波生成条件
本実施形態のテラヘルツ生成手法では、ポンプ波からの変換効率を高める様々な工夫を追加して採用することができる。その一つが、シグナル光のために非線形光学素子がその内部にテラヘルツ波を伝播させる導波路構造となっていることである。非線形光学素子は図１Ａ等に示すように直方体に作製される。テラヘルツ波にとって屈折率が５程度と高い非線形光学素子は、それ自体が導波路として作用するため、テラヘルツ波が−ｘ軸方向に導波路内部に閉じ込められながら後進する。この閉じ込められたテラヘルツ波は後進のときにポンプ光に対してシード光として作用する。このように屈折率が高い非線形光学素子が導波路となると、相互作用体積を増大させることができて有利である。テラへルツ波の導波路構造として種々の形式のものを採用することができ、例えばシリコンのガイドを周囲に設けることも有利である。

さらに本実施形態ではポンプ光光源が、従来のフェムト秒レーザーなどに比べて比較的大きいパルス幅を持っていることが有利である。具体的には、コヒーレントポンプ光パルスを生成するレーザー光源が、パルス３０ピコ秒以上１ナノ秒以下のパルス幅であることが好ましい。従来、非線形光学効果を高めるために圧縮したパルス幅（例えばフェムト秒パルス）を持つ光源がポンプ光に採用されることがある。これに対し本実施形態のパルス光源としては、典型的にはパルス幅を３０ピコ秒以上１ナノ秒以下のパルス幅とするのが好ましい。ポンプ光パルスが極度に短いパルスであると、後進波のシグナル光（テラヘルツ波）がポンプ光に対して戻りながら相互作用するときの相互作用可能な長さが短くなる。後進波などによる自動フィードバックを利用する本実施形態の動作ではむしろ比較的大きいパルス幅を持っていることが有利となる。また、大掛かりで高価なフェムト秒バルスレーザーが不要という点でも実用性が高い。また、バルス幅が比較的広いことは、フーリエ限界となる周波数線幅が狭くなるため、分光用途など周波数幅の狭さが必要な用途に適用しうる良好な単色光源が得られる点で有利である。

さらに、本実施形態ではポンプ光光源は、連続発振（ＣＷ）レーザーでも動作が期待できる。十分な大きさの周期分極反転素子１０２を用いる限り、後進波のシグナル光（テラヘルツ波）がポンプ光に対して相互作用をするための時間を確保できれば、周波数幅の狭さを決めるフーリエ限界自体が変わるため、より単色性の高い連続波のテラへルツ波も生成できる点で有利である。

加えて、本実施形態では周期分極反転素子１０２の温度を適切な範囲に制御することが有利である。周期分極反転素子１０２は、その材質自体の線形光学定数（吸収など）や非線形光学定数は一般には温度に依存するため、適切な温度に周期分極反転素子１０２を維持するための温度制御装置を装備することは所望の動作を実現する上で好ましい。また、吸収を伴う波長域で動作する場合には、周期分極反転素子１０２が熱をもつことから、必要な期間にわたり所望の動作を継続させる上でも周期分極反転素子１０２自体の温度を制御することは有用である。例えば周期分極反転素子１０２がLithium Niobate（ＬｉＮｂＯ_３、ニオブ酸リチウム、以下「ＬＮ」と記す）により作製されている場合、周期分極反転素子１０２を冷却するための素子や部材、温度調整装置を含むような温度制御装置を追加し温度上昇をすることができれば、吸収係数を小さい値に維持でき、かつ非線形光学定数が所望の値に保たれる。このため、ＬＮの周期分極反転素子１０２で高い効率でテラへルツ波を生成する動作において冷却のための追加の手段を装備することは有利である。

２．実験的確認（１）
２−１．テラヘルツ波生成の確認
次に、本実施形態の新規な位相整合条件の典型的なもので実際のテラヘルツ波発振を確認した実験について説明する。本実施形態の確認では、上述した特殊な位相整合条件を満たすため、ＬＮが周期分極反転素子１０２のために採用された。詳細には、反転周期Λ＝５３μｍ、角度α＝２３°に設定した周期分極反転ニオブ酸リチウム（サイズ５０ｍｍ（Ｌ）×５ｍｍ（Ｗ）×１ｍｍ（Ｔ））のものを採用した。ポンプ光は、ポンプ光に適合した反射防止コーティングを施した５ｍｍ×１ｍｍのサイズを持つ端面に入射させた。ポンプ光光源は、縦シングルモード、波長１０６４．３４ｎｍ、パワー０．５ｍＪ，パルス幅６６０ｐｓ、繰り替え周期１００ＨｚのＮｄ：ＹＡＧレーザー（浜松ホトニクス製）を採用し、その出力をＮｄ：ＹＡＧ全固体光増幅器により約８ｍＪまで増幅したものを利用した。さらにポンプ光はテレスコープ光学系を用いて直径０．６ｍｍ（ＦＷＨＭ）となるようコリメートし周期分極反転素子１０２に入射された。そのポンプ光の偏光は結晶のｚ軸に平行な直線偏光とした。パラメトリック発生により生成されたテラヘルツ波は、穴あき放物面鏡を利用してポンプ光と空間的に分離した。上述した条件は、図２に示したような交点を持たない条件である。

測定は、まず出力テラヘルツ波およびアイドラー光の特性についてテラヘルツ波パラメトリック発振の入出力特性を調べた。テラヘルツ波は、リレー光学系を経由させ極低温シリコンボロメータ検出器にて測定し、アイドラー光は光パワーメータにて測定した。図３は、ポンプ光強度を変更して実測されたテラヘルツ波のパワーに対応する検出器出力およびアイドラー光のパワーを示すグラフである。アイドラー光の生成閾値はポンプ光の強度３．０ＧＷ／ｃｍ^２であった。アイドラー光およびテラヘルツ波出力は、励起強度に対して指数関数的に上昇し、４．０４ＧＷ／ｃｍ^２の励起強度のときアイドラー光の出力は、パルスエネルギーの値で０．７３３ｍＪに達した。このときの量子変換効率は１０％以上であった。特筆すべきは、このような高い効率が、外部共振器を用いず、また単一波長の１つのレーザー光源のみを用いる簡便な構成で実現していることである。実験の励起強度の範囲では出力に飽和はみられなかったため、ポンプ光の励起強度の増加によりさらなる高出力化を期待することもできる。

次にテラヘルツ波の波長測定を行った結果を図４に示す。テラヘルツ波の波長測定は２枚のシリコンプレートによるスキャニングエタロンを利用した。図４のグラフの横軸はシリコンプレートの移動距離（ｍｍ）、縦軸はエタロンを透過したテラヘルツ波の強度を示す。測定の結果、移動距離がλ／２の整数倍毎に生じるべきピークが０．５ｍｍ間隔で得られ、出力テラヘルツ波の波長が１ｍｍ（０．３ＴＨｚ）であることを確認した。このときのアイドラー光波長は、スペクトルアナライザの測定から１０６５．５１ｎｍであり、ポンプ光とアイドラー光の周波数差は０．３１ＴＨｚと換算される。こうしてポンプ光とアイドラー光の周波数差が出力テラヘルツ波の周波数とよい一致を示したことを確認した。

つづけて、生成されたテラヘルツ波の周波数線幅を図４のスキャニングエタロンによる測定結果に基づいて見積もったところ、テラヘルツ波周波数線幅（ＦＷＨＭ）は７ＧＨｚであった。ただし、測定に用いたエタロンのシリコンプレートの反射率に起因する低いＱ値を考慮すると測定可能な下限値自体がこの程度である。このため、テラヘルツ波の周波数線幅はそれよりも小さい値となっている可能性も残る。そこでパラメトリック発生させたアイドラー光について光スペクトラムアナライザで周波数線幅を測定したところ、２．６ＧＨｚ（ＦＷＨＭ）であった。この値は、フーリエ変換限界に近い値といえ、しかも対応するテラヘルツ波についてもそのまま期待できる値である。この解析から、テラヘルツ波についても、フーリエ変換限界に近い周波数線幅を持つ単色性に優れた出力が得られたものと判断した。なお、このようなきわめて細い周波数線幅が得られた理由について、本発明者は、コリニア位相整合のための自動フィードバック効果のためと考えている。

さらに、本実施形態においてポンプ光ＬＰに対する周期分極反転素子１０２の方向を調整することにより、生成されるテラヘルツ波の波長や周波数を変調させうることを確認した。テラヘルツ波の周波数は周期分極反転素子である周期分極反転素子１０２をポンプ光ＬＰに対し相対的に回転させ、位相整合条件を制御することによって変更することができる。回転は、例えば図１の角度αを増減させるようｚ軸周りのいずれかの向きに回転させる。図５は、結晶を回転させたときのアイドラー光のスペクトルを、ポンプ光光源のものと合わせて示すグラフである。測定は、光スペクトラムアナライザ（Advantest社、Q8384,resolution 0.01nm）によった。ポンプ光は波長１０６４．３４ｎｍの位置にピークを持つ。これに対しアイドラー光のピークは、反転構造とポンプ光の光軸のなす角αに対し変化し、α＝２３°において１０６５．５１ｎｍであった。当該角度αを２３°を中心に±２．８°の範囲で増減することにより、アイドラー光の波長は１０６５．３３ｎｍから１０６５．７０ｎｍまで調節できた。図５には角度αの範囲上限および下限におけるスペクトルも示している。そのアイドラー光の調節範囲に対応するＴＨｚ波の周波数可変範囲は３１０ＧＨｚ±５０ＧＨｚである。角度αを±２．８°のわずかな回転に対して±５０ＧＨｚもの変調幅は相当に広いと言える。なお、測定の範囲内においてアイドラー光の波長幅はスペクトルアナライザ分解能の０．０１ｎｍ（ＦＷＨＭ）であった。このアイドラー光のパルス幅は３３０ｐｓであったので、フーリエ変換限界に近い狭線幅パラメトリック波長変換が得られた。光パラメトリック波長変換の動作で、何らシード光を用いずにこれほどの狭線幅パラメトリック波長変換が実現したことは特筆に値する。

２−２．テラヘルツ波の周波数変調の確認と理論との比較
次に、実験にて観察された事実と発明者による着想との関係を明確にするため、上述した角度による周波数調節が上述したコリニア位相整合における後進波のシグナル光（テラヘルツ波）やアイドラー光の挙動が理論計算から期待される通りのものであるかを調査した。図６は、周期分極反転素子１０２の角度依存性に関する実験結果と理論計算結果を示すグラフである。理論計算は式（２）、（４）の関係とエネルギー保存則から、ポンプ光である１０６４．３４ｎｍの波長を対象にして算出した。比較のため、上記実験で採用した５３μｍの反転周期Λに加え、図２に関連し説明した光波帯で位相整合条件を満たさず本実施形態の用途に適する範囲の典型例として、３５、８０、１００μｍのものも示す。横軸は反転構造とポンプ光のなす角αであり、90°の時にポンプ光は反転構造に対して垂直に透過する。縦軸は、曲線一つひとつがシグナル光の周波数とアイドラー光の波長を同時に与えることから、左右軸にこれらの目盛を付した。曲線Ｃ１〜Ｃ４は、順に、反転周期Λ＝３５、５３、８０、１００μｍのものである。同じグラフに白抜き円マークによりプロットした実験結果は上記実験のものであり、角度α＝２０．２°、２３．０°、２５．８°の各値に対してアイドラー光およびシグナル光（テラヘルツ波）の値である。図６には角度αを変更した様子を示す周期分極反転素子１０２の模式図も描いている。グラフから分るように、シグナル光およびアイドラー光の周波数または波長について、実験結果はその実験条件に合わせた計算結果の曲線Ｃ２上から外れてはいない。

このように、シグナル光の周波数またはアイドラー光の波長の角度αへの依存性は実験結果と計算結果がよく一致しており、本実施形態の位相整合条件に従って実際のパラメトリック波長変換が生起することが確認できた。さらに、角度αの変化である±２．８°に対しテラヘルツ波の周波数に±５０ＧＨｚもの大きな変調幅が得られた理由も理論計算に合致したものである。また図６の角度αに対し正弦波的に変化する様子から、例えばテラヘルツ波の周波数は、角度αが小さい範囲では角度に対して線型に変化することもわかる。また、角度αに対し周波数変化が少ないテラへルツ波を得るためには、角度αを大きくして９０°付近とすることが有効である。

以上のように、本発明者により見出された特殊な位相整合条件について、予測通りの波長のテラヘルツ波の後進波出力が実験的に確認された。すなわち、テラヘルツ波の周波数が格子ベクトルのコントロールによる位相整合条件制御によって調節された。さらにその周波数変調能力も確認され、テラヘルツ波の周波数は格子ベクトル制御によって実際に劇的に変化することが確認できた。特に図６のグラフの縦軸の範囲である周波数可変帯域はサブテラヘルツ領域の全周波数帯域であることが位相整合条件の計算によって明らかになった。

２−３．実験および理論からの追加の知見
上述した通り、革新的な高効率・単色・広帯域周波数可変テラヘルツ波光源がバックワードテラヘルツ波パラメトリック発振の位相整合条件を解明したことによって実現した。その動作についての実験結果と理論解析が良好に対応しているため、本実施形態の着想の正しさは確認されている。また、反転周期Λや角度αによって決定される位相整合条件（運動量保存則）およびエネルギー保存則に基づいて角度αに対しシグナル光の周波数とアイドラー光の波長が決定されることを考えれば、理論的予測も全般的に妥当といえる。そこで、本実施形態の着想に関する追加の知見を上記理論計算により裏付けられる範囲で説明する。

まず、予想される変調幅は、ＰＰＬＮ結晶でポンプ光をＮｄ：ＹＡＧレーザーの出力というように条件を限定した場合でも反転周期Λに依存する。さらにその反転周期Λを変更することにより、周波数の調節幅自体も調整できる。その際、周期分極反転素子１０２の角度αのみの調整で連続的に周波数を調節可能であることも有利である。また、いずれの反転周期Λの場合でも、出力テラヘルツ波周波数は角度αが９０°のとき最大となる。このように、出力のテラヘルツ波の周波数は、広い範囲で容易に調整可能である。特に反転周期Λが３５μｍであるＰＰＬＮ結晶を用い、波長１μｍの光源を利用する場合には、サブＴＨｚから１．２ＴＨｚの周波数範囲で任意の周波数をもつテラヘルツ波を生成することができる。なお、実際に出力可能なテラヘルツ波の周波数範囲は、周期分極反転素子１０２の材質の示す吸収等の影響を受ける。

さらに、式（２）、（４）におけるコリニア位相整合条件と図１Ｃの波数ベクトルの配置についても一般化できることがわかる。具体的には、後進波だけでなく前進波によっても同様の動作が期待できる。前進波のシグナル光を得る動作についてさらに詳述する。

３．格子ベクトルを反映したコリニア位相整合条件（一般論）
図７は、図１Ｃに記載したものも含む様々な条件でのｘｙ面内（図１）での運動量模式図であり、いずれも本実施形態にて提案される位相整合条件を満たすものである。ポンプ光、仮想ポンプ光、アイドラー光それぞれの波数ベクトルｋ_p、ｋ′_p、ｋ_iは、その基部で互いに一致しておりその大きさが大きいため各図では先端部付近のみを示している。また各図は、図１Ｃと同様に（ａ）と（ｂ）に分けている。すなわち（ａ）はポンプ光波数ベクトル波数ベクトルｋ_pおよび格子ベクトルｋ_Λ、そしてこれらから決定される仮想ポンプ光波数ベクトルｋ′_pを示しており、式（３）に対応する。これに対し（ｂ）は、その仮想ポンプ光波数ベクトルｋ′_pに対し運動量保存則を満たし、効率のよいコリニア配置をとりつつ、ポンプ光に対するエネルギー保存則も満たすように決定されるアイドラー光およびシグナル光（テラヘルツ波）それぞれの波数ベクトルｋ_i、ｋ_THzを示しており、式（２）および（４）に対応する。図７Ａ〜Ｅにおいて、ポンプ光波数ベクトルｋ_pは同一であり、大きさ一定の格子ベクトルｋ_Λが、この順に紙面上で右、右上、上、左上、左と向きを変えていることに注目されたい。この向きは角度α（図１Ｂ）に対応したものである。各図を通じ、仮想ポンプ光波数ベクトルｋ′_pに格子ベクトルｋ_Λをベクトル加算するとポンプ光波数ベクトルｋ_pとなる。また、仮想ポンプ光波数ベクトルｋ′_pに対しアイドラー光はパラレルである。

図７Ａは、角度αが９０°となっているものである。この場合、格子ベクトルｋ_Λがポンプ光波数ベクトルｋ_pに対しパラレルであるから、仮想ポンプ光波数ベクトルｋ′_pもポンプ光波数ベクトルｋ_pに対しパラレルである。その仮想ポンプ光波数ベクトルｋ′_pに対しコリニア位相整合を満たすことにより、エネルギー保存則をみたすアイドラー光波数ベクトルｋ_iおよびシグナル光波数ベクトルｋ_THzは互いに逆向きとなる。結果、ポンプ光に対し後進波となるシグナル光であるテラヘルツ波が生成される。

図７Ｂは角度αが４５°のものであり、図１の構成に対応している。この場合、仮想ポンプ光波数ベクトルｋ′_pはポンプ光波数ベクトルｋ_pに対しわずかながら傾き、ポンプ光波数ベクトルｋ_pよりも小さなノルムを持つ。この例でも、仮想ポンプ光波数ベクトルｋ′_pに対しコリニア位相整合を満たしエネルギー保存則をみたすことにより、アイドラー光波数ベクトルｋ_iおよびシグナル光波数ベクトルｋ_THzは互いに逆向きであり、後進波となるシグナル光であるテラヘルツ波が生成される。図７Ａとの比較においてシグナル光波数ベクトルｋ_THzが短くなってシグナル光であるテラへルツ波の周波数が小さくなっている。

図７Ｃは角度αが０°のものである。仮想ポンプ光波数ベクトルｋ′_pは、ポンプ光波数ベクトルｋ_pに対しほぼ同じノルムを持ち傾いている。この場合、仮想ポンプ光波数ベクトルｋ′_pに対しコリニア位相整合となる位相整合条件を満たすシグナル光およびアイドラー光の組み合わせは存在しない。結果、角度αが０°のものではテラヘルツ波およびアイドラー光は生成されない。このため図７Ｃにはテラヘルツ波およびアイドラー光を描いていない。

図７Ｄは角度αが−４５°のものである。仮想ポンプ光波数ベクトルｋ′_pは、ポンプ光波数ベクトルｋ_pに対しわずかながら傾き、仮想ポンプ光波数ベクトルｋ′_pよりも大きなノルムを持つ。コリニア位相整合を満たしつつこの大きなノルムを担うために、アイドラー光波数ベクトルｋ_iおよびシグナル光波数ベクトルｋ_THzは互いに同じ方向を向く。このため、シグナル光であるテラヘルツ波はポンプ光に対し概ね前進波となる向きに生成される。また、仮想ポンプ光波数ベクトルｋ′_pがポンプ光波数ベクトルｋ_pよりも大きなノルムをもっていても、格子ベクトルｋ_Λがごく小さいことから、ポンプ光に対しエネルギー保存則を満たす前進波のテラヘルツ波を生成することは可能である。

図７Ｅは角度αが−９０°のものである。仮想ポンプ光波数ベクトルｋ′_pは、ポンプ光波数ベクトルｋ_pに対しパラレルであり、それよりも大きいノルムを持つ。そして、仮想ポンプ光波数ベクトルｋ′_pに対しコリニア位相整合を満たしエネルギー保存則をみたすアイドラー光波数ベクトルｋ_iおよびシグナル光波数ベクトルｋ_THzはいずれもポンプ光波数ベクトルｋ_pに対しパラレルとなり、前進波となるシグナル光であるテラヘルツ波が生成される。

図７Ａ〜Ｃの範囲は、図６に示したテラヘルツ波の周波数変化およびアイドラー光の波長変化を示すものである。同様に、図７Ｃ〜Ｅの範囲についても計算結果を示す（図８）。図８の横軸は角度を正の値にとっている。また曲線Ｃ５〜Ｃ８は、順に、反転周期Λ＝３５、５３、８０、１００μｍのものである。図６との比較において、図８では、縦軸つまりテラヘルツ波の周波数およびアイドラー光の波長の変調幅が大きい。これは、仮想ポンプ光波数ベクトルｋ′_pのポンプ光波数ベクトルｋ_pを対象にした相対的な大きさが異なることに対応したものである。

図９は、本実施形態にて採用される、前進波となるテラヘルツ波のシグナル光を生成するテラへルツ波生成装置１１０の構成を示す模式図であり、非線形光学素子とポンプ光、シグナル光、アイドラー光の典型的な配置を概略的に示す平面図（図９Ａ）、および波数ベクトル相互の関係を示す運動量模式図（図９Ｂ）である。非線形光学素子は、周期分極反転素子１０２と同様の周期分極反転素子１１２を採用することができる。ポンプ光光源１１４からのポンプ光ＬＰに対し、シグナル光（テラヘルツ波）が生成される方向は、図１Ｂの場合から非線形光学素子を挟んで概ね反対側となり、シグナル光とアイドラー光は結晶内でパラレルとなる。ただし、結晶の屈折率が波長依存性をもつことから、取り出されたシグナル光（テラへルツ波）とアイドラー光が結晶の出射後に平行であるとは限らない。

４．実験的確認（２）
上述した前進波について、後進波の場合と同様に動作を実験により確認した。採用したポンプ光、ＰＰＬＮ結晶、測定装置は同様とし、検出されるシグナル光（テラヘルツ波）の方向が異なることに対応し必要な変更を行った。また、前進波でのテラヘルツ波の生成を角度α＝２３°で確認した。確認されたテラへルツ波の測定値を白抜き円マークによりを図８に示している。

以上のように、本実施形態ではポンプ光に対して前進波のシグナル光としてテラヘルツ波が生成されるような動作を行うこともできる。この場合においても、コリニア位相整合による相互作用体積が大きいことが利点となり、また、外部共振器等のフィードバック光学系を用いなくともテラヘルツ波を生成することができる。さらに角度によるテラヘルツ波の周波数変調は、前進波の場合にも実現することができる。

５．角度による変調の利用
本実施形態の図６、図８に示した測定データや理論解析の結果から、ポンプ光と周期分極反転素子１０２の相対的な方向を調整するだけでテラヘルツ波の周波数を変調しうることがわかる。理論的予測に基づけばその変調幅も比較的大きい。したがって、本実施形態では、テラヘルツ波生成装置にポンプ光ＬＰの入射方向と周期分極反転素子１０２との相互の向きを変化させる機構を備えていれば、周波数可変のテラへルツ波を生成する好ましいものとなる。このような機構の典型例は、周期分極反転素子１０２の方向調整可能なステージや、ポンプ光ＬＰの周期分極反転素子１０２に対する照射方向を変更する任意のビーム走査手段である。

加えて、上記機構を回転機構とすると、回転位相に合わせて周波数が走査されたテラヘルツ波が形成され好ましい。図１０は、周期分極反転素子のための回転機構を備える周波数走査型のテラヘルツ波生成装置１２０、１３０の構成を示す模式図であり、図１０Ａ、Ｂの順に、それぞれ後進波および前進波にてシグナル光としてのテラヘルツ波が生成される構成である。また、図１１は、回転機構にて使用されるのに適する周期分極反転素子１２２、１３２の形状を示す斜視図である。回転機構にて使用される周期分極反転素子１２２、１３２は、概して円板状の形状であり、その形状の回転中心軸に回転機構（図示しない）の機械的な回転軸が位置合せされる。ポンプ光ＬＰがポンプ光光源１２４、１３４から入射され、また生成したシグナル光Ｌ_THz（テラヘルツ波）やアイドラー光ＬＩが出射されるのは当該円板の外延をなす円筒面Ｃであり、必要に応じフレネル反射を制御する反射防止コートが施されている。このような円板状結晶が回転されると１回転当たり角度αの０°〜９０°の範囲を２往復するため、シグナル光Ｌ_THzの周波数は４回走査される。その際の周波数走査幅は、１００ＧＨｚ程度または１ＴＨｚ程度となり得る。また、円板状結晶は高速回転させることも容易であり、周波数を非常に高速に走査する光源としても機能させることができる。このような走査速度が速い光源は、テラヘルツ波光源では得られておらず、テラへルツ波の分光用途において有用である。図１０Ａおよび１０Ｂに示すように、シグナル光Ｌ_THzであるテラへルツ波は、ポンプ光ＬＰに対して後進波および前進波の二つの配置にて生成される。何れの場合も、シグナル光波数ベクトルがアンチパラレルまたはパラレルとなるのは仮想ポンプ光波数ベクトルに対してであり、一般の角度αではシグナル光波数ベクトルはポンプ光波数ベクトルに対しそれらの向き僅かにずれており、そのずれは角度に依存する。

６．光パラメトリック増幅器
本実施形態にて提案される位相整合条件は、高い効率で光パラメトリック増幅効果を生じさせる条件ともなる。このため本実施形態は、テラヘルツ波を光パラメトリック効果により増幅する光パラメトリック増幅器としても実施することができる。図１２は、本実施形態の光パラメトリック増幅器の構成を示す模式図であり、図１２Ａ、図１２Ｂの順に、後進波および前進波の配置である光パラメトリック増幅器１４０および１５０を示す。周期分極反転素子１４２、１５２には、増幅されるべきテラヘルツ波が、それぞれ後進波または前進波の配置によって、ポンプ光光源１４４、１５４からのポンプ光ＬＰと同時に入射される。周期分極反転素子１４２、１５２における非線形光学効果は、すでに図１、図９を通じ説明したものと同様である。すなわち、格子ベクトルｋ_Λをもつ周期分極反転素子１４２、１５２に入射されたポンプ光波数ベクトルｋ_pにその格子ベクトルｋ_Λをベクトル加算または減算して得られる仮想ポンプ光波数ベクトルｋ′_pが想定される。増幅の対象となるのは、この仮想ポンプ光波数ベクトルｋ′_pに対しコリニア位相整合条件を満たすようなテラヘルツ波の入力である。このコリニア位相整合条件は、仮想ポンプ光波数ベクトルｋ′_pに対しアンチパラレル（図１２Ａ；後進波の場合）またはパラレル（図１２Ｂ；前進波の場合）のそれぞれで成立するため、これらのいずれかを満たすテラヘルツ波が、シード光となってポンプ光ＬＰからのエネルギーを受けて増幅される。テラヘルツ波において増幅が実現する場合、一般には、強度が低下したポンプ光が周期分極反転素子１０２を透過し、通過するポンプ光とともにアイドラー光も出力される。ポンプ光波数ベクトルｋ_pと仮想ポンプ光波数ベクトルｋ′_pとが一般にはわずかに方向が異なるために、シード光として最も効率良く利用され増幅率の高いテラヘルツ波は、一般にはポンプ光からみると完全なアンチパラレルまたは完全なパラレルの向きから僅かにずれている。増幅されたシグナル光は入力されるテラヘルツ波と同じ波長をもち、かつ、入力されるテラヘルツ波に対しコヒーレンスを保って生成される。さらに光パラメトリック増幅器１４０、１５０においても、非線形光学素子の方向を調節したり、回転させることにより、増幅動作をテラヘルツ波の周波数に適合させたり、テラヘルツ波の波長域にわたり、分光しながら増幅することができる。

７．テラヘルツ波検出装置
さらに、本実施形態の上記光パラメトリック増幅器１４０、１５０は、検出器１４６、１５６を追加することにより、テラヘルツ波検出装置としても利用することができる。この場合にも後進波および前進波の双方の配置を採用することができる。テラヘルツ波検出装置のために追加される検出器１４６、１５６で図１２Ａおよび図１２Ｂの増幅されたシグナル光を検出する場合、検出器はテラヘルツ波の検出器（例えばボロメーター）とすることができる。さらにこのテラヘルツ波検出装置においても、非線形光学素子の方向を調節したり、回転させることにより、検出器１４６、１５６で検出されるテラヘルツ波の周波数に適合した高い感度を示す検出装置を構成することができる。

これとは異なり、アイドラー光のための検出器を採用すれば、アップコンバージョンによるテラヘルツ波検出装置も構成することができる。図１３はテラヘルツ波検出装置１６０、１７０の構成を示す模式図であり、テラヘルツ波の向きが後進波（図１３Ａ）および前進波（図１３Ｂ）それぞれのものである。ポンプ光光源１６４、１７４からのポンプ光ＬＰは、周期分極反転素子１６２、１７２に入射され、それと同時にテラヘルツ波が、適当な反射域を持つミラーＭを介しポンプ光ＬＰに対し後進波となる向き（図１３Ａ）および前進波となる向き（図１３Ｂ）に入射される。アップコンバージョンとはテラへルツ波の入力をシード光として、アイドラー光である高い周波数の光を生成させる手法であり、検出器の選択の点で有利な手法である。つまり、アイドラー光の帯域では、テラヘルツ波のための検出器よりも高い感度や応答の速いシリコン検出器などが容易に入手できることから、これを採用できる。アイドラー光は、エネルギー保存則の要請からポンプ光の周波数とシグナル光となるテラヘルツ波の周波数との差周波数をもつため、例えばポンプ光が１μｍ付近の波長でテラヘルツ波が検出されても、アイドラー光は１μｍ付近でポンプ光よりも僅かに長い波長を持つ（図５、図６、図８）。このため、例えば波長フィルターＦを通過させるなど、ポンプ光と分離した後にアイドラー光を、検出器１６６、１７６により検出することが好ましい。さらにテラヘルツ波検出装置１６０、１７０においても、周期分極反転素子１６２、１７２の方向を調節したり、回転させることにより、検出されるテラヘルツ波の周波数に適合した高い感度を示す検出装置を構成することができる。

さらに、アップコンバージョンでは、コリニア位相整合条件を利用するイメージングも可能である。図１４は、アップコンバージョンを利用したイメージング検出装置１８０の構成を示す模式図である。テラヘルツ波は、例えば物体に照射されるなどの結果、位置に応じ異なる強度となるような強度分布を持つことがある。図では異なる位置に対応した強度Ｌ_THz−Ａ、Ｌ_THz−Ｂを示している。そのようなテラヘルツ波を、必要に応じ適当なミラーＭを介し十分な大きさをもつ周期分極反転素子１８２に入射させる。ポンプ光ＬＰは、例えばテレスコープ光学系（図示しない）によりある程度ビームを広げてから入射させたり、または位置をスキャンさせたりする。こうして周期分極反転素子１８２中にてポンプ光ＬＰが反転構造と一定の角度を保ち、テラヘルツ波がポンプ光とは概ね逆側から入射する配置とする（図１４Ａ）。テラヘルツ波の分布を反映する強度Ｌ_THz−Ａ、Ｌ_THz−Ｂは、それぞれが周期分極反転素子１８２結晶の分極反転領域１８２Ａ、１８２Ｂで、仮想ポンプ光波数ベクトルｋ′_pとテラヘルツ波であるシグナル光波数ベクトルｋ_THzとに対しコリニア位相整合を満たすアイドラー光を生成するように機能する。図１４Ｂはその結晶内部の分極反転領域１８２Ａ、１８２Ｂでコリニア位相整合が成り立つ様子を示す運動量模式図であり、分極反転領域１８２Ａ、１８２Ｂでの位相整合条件は、図７Ｂに示したものと同じである。アイドラー光は、分極反転領域１８２Ａ、１８２Ｂそれぞれにおいてコリニア位相整合が成立する方向に出射され、アイドラー光は、強度Ｌ_THz−Ａ、Ｌ_THz−Ｂに応じて生成される。検出器１８６を例えば１次元アレイ型検出器としておけば、出力され波長フィルターＦによりポンプ光と分けられたアイドラー光の強度ＬＩ−Ａ、ＬＩ−Ｂとして、テラヘルツ波の強度Ｌ_THz−Ａ、Ｌ_THz−Ｂすなわち強度分布が検出される。アイドラー光の波長域ではテラヘルツ波の周波数域よりもアレイ型検出器が容易に入手できるため、このような構成はイメージングのために有利である。なお、図１４は後進波の配置によるイメージングのための検出装置の構成のみを示しているが、前進波の場合にはテラヘルツ波を入射させる周期分極反転素子１８２の面を対向する面にすることにより同様にイメージング検出装置（図示しない）を構成することができる。

９．複数周期デバイスの利用
本実施形態において提案されるテラヘルツ波の生成装置、光パラメトリック増幅器、および検出装置においては、反転周期Λにより生成されるテラヘルツ波の周波数を調整することができる。そのため、例えば分極反転を利用する場合に、電極パターンを工夫して反転周期が位置により変更できるような複数周期の周期分極反転素子を作製することにより、簡便な構成によって広範な範囲で周波数を調整することができる。図１５はこのような複数周期をもつ周期分極反転素子１９２の構成を示す模式平面図（図１５Ａ）ならびに４種類の周期および４種類の角度αにおいて計算したテラヘルツ波の周波数のグラフ（図１５Ｂ）である。ポンプ光は、周期の異なる反転構造を持ちｘ方向に延びる分極反転領域１９２Ａ〜１９２Ｄのいずれかを通るような光路に入射させる。ポンプ光ＬＰの光軸が固定されているとき、このような周期分極反転素子１９２を例えばｙ方向にシフトさせるだけで、分極反転領域１９２Ａ〜１９２Ｄを互いに切り替えることができ、反転周期Λを簡易に選択できる。これにより広い範囲で周波数を変調することが可能となる。分極反転領域１９２Ａ〜１９２Ｄそれぞれのｙ方向の幅は、図示したもののように狭く構成してもよいし、またはある程度広くして、ポンプ光ＬＰに対する反転構造の角度を調整できるように構成することも好ましい。反転周期Λを切り替えることにより得られる広い周波数範囲は、テラヘルツ波の生成装置では生成されるテラヘルツ波の周波数範囲の拡大、また、光パラメトリック増幅器では増幅可能な周波数範囲の拡大という効果をもたらし有利である。

１０．温度調整
本実施形態にて提案されたテラへルツ波生成装置１００などにおいて、非線形光学素子である周期分極反転素子１０２の温度により屈折率が変化する性質を利用し、生成されるテラヘルツ波の周波数を精密に調整することができる。また、温度を目的の温度に制御することにより、生成されるテラヘルツ波の周波数ドリフトを抑制することもできる。

１１．応用
本実施形態のテラへルツ波生成装置、光パラメトリック増幅器、テラヘルツ波検出装置や非線形光学素子は、テラヘルツ波を利用したり検したりする技術分野全般に適用することができる。そのような分野を非限定的なリストとして挙げれば、例えば非破壊検査、ガスセンシング、テラヘルツＯＣＴ（光ＣＴ）を含んでおり，テラへルツ通信も含んできる。テラヘルツ通信では、光パラメトリック増幅器や、位置感応増幅器、位相検出器などの一部として本実施形態に説明したいずれかの非線形結晶も採用することができる。

以上、本発明の実施形態を具体的に説明した。テラヘルツ波パラメトリック発振のためのコリニア位相整合の詳細を解明したことによって、革新的な高効率・単色・広帯域周波数可変テラヘルツ波生成装置が実現された。上述の各実施形態および構成例は、発明を説明するために記載されたものであり、本出願の発明の範囲は、特許請求の範囲の記載に基づいて定められるべきものである。また、各実施形態の他の組合せを含む本発明の範囲内に存在する変形例もまた特許請求の範囲に含まれるものである。

本発明のテラヘルツ波生成装置、光パラメトリック増幅器、テラへルツ波検出装置および非線形光学素子はテラヘルツ波を利用する任意の機器に利用可能である。

１００、１１０、１２０、１３０ テラヘルツ波生成装置
１４０、１５０ 光パラメトリック増幅器
１６０、１７０、１８０ テラヘルツ波検出装置
１０２、１１２、１２２、１３２、１４２、１５２、１６２、１７２、１８２、１９２周期分極反転素子
１８２Ａ、１８２Ｂ、１９２Ａ〜１９２Ｄ 分極反転領域
１０４、１１４、１２４、１３４、１４４、１５４、１６４、１７４ ポンプ光光源
１４６、１５６、１６６、１７６、１８６ 検出器

Claims (20)

1. 単一波長のポンプ光を生成するポンプ光光源と、
   ある反転周期で分極または結晶方位が反転した周期構造をもつ非線形光学素子であって、前記ポンプ光が入射されると、該反転周期に対応する格子ベクトルを該非線形光学素子中のポンプ光波数ベクトルにベクトル加算または減算した仮想ポンプ光波数ベクトルに対するコリニア位相整合条件および前記ポンプ光に対するエネルギー保存則を満たすアイドラー光およびシグナル光を生成する、非線形光学素子と
   を備えるテラヘルツ波生成装置。
2. 前記非線形光学素子は、該非線形光学素子中の前記ポンプ光が前記周期構造に対し傾く向きにされ、前記周期構造の前記格子ベクトルが該非線形光学素子中の前記ポンプ光の波数ベクトルに対しパラレルでもアンチパラレルでもない配置となっているものである、
   請求項１に記載のテラヘルツ波生成装置。
3. 前記非線形光学素子の前記反転周期は、前記ポンプ光が光波またはテラヘルツ波に対し位相整合を満たさないような範囲の値を持つものである、
   請求項１に記載のテラヘルツ波生成装置。
4. 前記コリニア位相整合条件が、
   前記仮想ポンプ光波数ベクトルと、
   該仮想ポンプ光波数ベクトルに対しパラレル配置で該仮想ポンプ光波数ベクトルより大きいアイドラー光波数ベクトルと、
   前記仮想ポンプ光波数ベクトルに対しアンチパラレル配置のシグナル光波数ベクトルと
   の間に成り立ち、
   前記シグナル光が前記ポンプ光に対し概ね逆方向に向かう後進波のテラヘルツ波である、
   請求項１に記載のテラヘルツ波生成装置。
5. 前記仮想ポンプ光波数ベクトルが、前記ポンプ光波数ベクトルよりも小さいものである、
   請求項４に記載のテラヘルツ波生成装置。
6. 前記コリニア位相整合条件が、
   前記仮想ポンプ光波数ベクトルと、
   該仮想ポンプ光波数ベクトルに対しパラレル配置で該仮想ポンプ光波数ベクトルより小さいアイドラー光波数ベクトルと、
   前記仮想ポンプ光波数ベクトルに対しパラレル配置のシグナル光波数ベクトルと
   の間に成り立ち、
   前記シグナル光が前記ポンプ光に対し概ね同方向に向かう前進波のテラヘルツ波である、
   請求項１に記載のテラヘルツ波生成装置。
7. 前記仮想ポンプ光波数ベクトルが、前記ポンプ光波数ベクトルよりも大きいものである、
   請求項６に記載のテラヘルツ波生成装置。
8. 前記シグナル光であるテラヘルツ波の波長が、前記ポンプ光に対する前記非線形光学素子の角度により調整される、
   請求項１に記載のテラヘルツ波生成装置。
9. 前記ポンプ光の入射方向と前記非線形光学素子との相互の向きを変化させる機構をさらに有している
   請求項８に記載のテラヘルツ波生成装置。
10. 前記機構が回転機構であり、前記ポンプ光の入射方向または前記非線形光学素子の少なくともいずれかを回転させることにより、前記テラヘルツ波の波長が変調されるものである、
    請求項９に記載のテラヘルツ波生成装置。
11. 前記非線形光学素子がその内部にテラヘルツ波を伝播させる導波路構造となっている、
    請求項１に記載のテラヘルツ波生成装置。
12. 前記非線形光学素子の温度制御装置をさらに備える
    請求項１に記載のテラヘルツ波生成装置。
13. 前記非線形光学素子がニオブ酸リチウムであり、
    前記温度制御装置が前記非線形光学素子を冷却するものである、
    請求項１２に記載のテラヘルツ波生成装置。
14. 単一波長のポンプ光を生成するポンプ光光源と、
    ある反転周期で分極または結晶方位が反転した周期構造をもつ非線形光学素子であって、前記ポンプ光が入射され、該反転周期に対応する格子ベクトルを該非線形光学素子中のポンプ光波数ベクトルにベクトル加算または減算した仮想ポンプ光波数ベクトルに対するコリニア位相整合条件および前記ポンプ光に対するエネルギー保存則を満たすテラヘルツ波である入射光が入射されると、前記入射光と同一波長のシグナル光と、前記ポンプ光および該シグナル光との間で該コリニア位相整合条件および該エネルギー保存則を満たすべきアイドラー光とのうちのいずれかまたは両方を出力する非線形光学素子と
    を備える光パラメトリック増幅器。
15. 請求項１４に記載の光パラメトリック増幅器と、
    該光パラメトリック増幅器への前記入射光となり、前記ポンプ光波数ベクトルおよび前記格子ベクトルに対し前記コリニア位相整合条件を満たすテラヘルツ波に応じ、前記非線形光学素子からの出力である前記入射光と同一波長のシグナル光または前記アイドラー光を検出する検出器と
    を備えるテラヘルツ波検出装置。
16. ある反転周期で分極または結晶方位が反転した周期構造をもつ非線形光学素子であって、該周期構造が、単一波長のポンプ光が該非線形光学素子中に入射されると、該反転周期に対応する格子ベクトルを該非線形光学素子中のポンプ光波数ベクトルにベクトル加算または減算した仮想ポンプ光波数ベクトルに対するコリニア位相整合条件および該ポンプ光に対しエネルギー保存則を満たすアイドラー光およびシグナル光のうちのいずれかまたは両方を生成するようなものであり、
    前記コリニア位相整合条件が、
    前記仮想ポンプ光波数ベクトルと、
    該仮想ポンプ光波数ベクトルに対しパラレル配置で該仮想ポンプ光波数ベクトルよりも大きいアイドラー光波数ベクトルと、
    前記仮想ポンプ光波数ベクトルに対しアンチパラレル配置のシグナル光波数ベクトルと
    の３つのベクトル間で成り立ち、
    前記非線形光学素子が、前記周期構造に対し傾いた方向に前記ポンプ光を伝播するようになっている、非線形光学素子。
17. ある反転周期で分極または結晶方位が反転した周期構造をもつ非線形光学素子であって、該周期構造が、単一波長のポンプ光が該非線形光学素子中に入射されると、該反転周期に対応する格子ベクトルを該非線形光学素子中のポンプ光波数ベクトルにベクトル加算または減算した仮想ポンプ光波数ベクトルに対するコリニア位相整合条件および該ポンプ光に対しエネルギー保存則を満たすアイドラー光およびシグナル光のうちのいずれかまたは両方を生成するようなものであり、
    前記コリニア位相整合条件が、
    前記仮想ポンプ光波数ベクトルと、
    該仮想ポンプ光波数ベクトルに対しパラレル配置で該仮想ポンプ光波数ベクトルよりも小さいアイドラー光波数ベクトルと、
    前記仮想ポンプ光波数ベクトルに対しパラレル配置のシグナル光波数ベクトルと
    の３つのベクトル間で成り立ち、
    前記非線形光学素子が、前記周期構造に対し傾いた方向に前記ポンプ光を伝播するようになっている、非線形光学素子。
18. 前記非線形光学素子中の前記ポンプ光が前記周期構造に対し傾く向きにされ、前記周期構造の前記格子ベクトルが該非線形光学素子中の前記ポンプ光の波数ベクトルに対しパラレルでもアンチパラレルでもない配置となっているときに、前記アイドラー光およびシグナル光のうちのいずれかまたは両方を生成するものである、
    請求項１６または請求項１７に記載の非線形光学素子。
19. 前記非線形光学素子の前記反転周期は、前記ポンプ光が光波またはテラヘルツ波に対し位相整合を満たさないような範囲の値を持つものである
    請求項１６または請求項１７に記載の非線形光学素子。
20. 円筒面の端面を持つ円板形状の請求項１６または請求項１７に記載の非線形光学素子。
    

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