光ポンピング磁力計
光ポンピング磁力計（ひかりポンピングじりょくけい 英語: optically pumped atomic magnetometer）または光ポンピング原子磁気センサは、光ポンピングを利用して磁場の大きさを計測することを目的とした計測器。
概要[編集]
センサー部にセシウム、ルビジウム、カリウム、ヘリウム等の気体セルが使用される[1]。近年、スピン偏極の緩和レートが小さくなる状態(SERF:Spin-Exchange-Relaxation-Free) を利用すれば,センサの感度が 1 Hz1/2 あたりサブフェムトテスラのオーダーまで到達可能であるという報告がなされ、SERF状態で動作する光ポンピング原子磁気センサに期待が寄せられている[2][3]。また、測定体積が小さくても十分な感度を保つことが期待でき、多チャンネル化により高い空間分解能を持った磁場計測が可能になると予想され、光ポンピング原子磁気センサはこのSERF条件を利用することで原理的に超伝導量子干渉素子（SQUID）を凌ぐ測定感度 (~0.01 fT/(Hz1/2)) を達成でき、かつ冷却装置を必要としないことから新たな脳磁図(MEG)用のセンサとして期待されている[2]。また、核磁気共鳴画像法 (MRI) 用の磁気センサとしても期待されている[4][5][6]。従来の強磁場 MRIでは数テスラもの歳差磁場を印加する一方で、低磁場MRIではマイクロテスラ領域の歳差磁場で計測を行う。2013年には 80 mT の分極磁場を印加したのち 4 mT の静磁場で核磁気共鳴画像の撮像が報告された[7]
強磁場MRIでは信号は測定周波数の（したがって歳差磁場の）平方根でスケールする。環境温度における熱的スピン偏極が周波数の一乗に比例するのに加え、ピックアップコイルに誘起される電圧も磁化歳差の周波数（ラーモア周波数）に比例するためである。しかし、地磁気の約1000倍程度の磁場を予め印加して偏極ずみの核スピンを光ポンピング磁力計で検知する場合、NMR信号強度は歳差磁場とは独立となり、地磁気程度の極めて弱い磁場下でのMRI信号検知が可能となる[4][5]。低磁場MRI は強磁場MRIと比較してコスト面やコンパクト性において優位性を有する[4][5]。
長所[編集]
- プロトン磁力計に比べて周波数が約100倍なので磁力値の読みとり桁数も2ケタ程度増やすことが容易なので高感度[1]
- プロトン磁力計に比べて低消費電力[1]
- 連続測定が可能[1]
- 超伝導量子干渉素子（SQUID）に匹敵する高感度を冷却装置なしに達成可能[2]
短所[編集]
- ゼーマン効果係数が正確にわかっていない[1]
- 光の吸収バンドが有限の周波数幅を持つ[1]
- 磁場と光軸との角度がわずかながら影響を与える[1]
- 構造上、高感度を維持するためには小型化には限界がある(～1cm3)ので集積化が困難
- ダイナミックレンジが狭く、0付近の磁場強度で機能する。
原理[編集]
原子の基底エネルギー準位は無磁場下では縮退しているが、磁場下では電子のスピンに起因するゼーマン効果によって基底エネルギー準位 A1 と、この準位よりも微妙な差（典型的には 10−8 eV オーダー）だけ高いエネルギー準位の A2 に分裂する。
ここで、磁場下にある基底状態の原子に B − A1 だけのエネルギーを持つ光 (hν = B − A1) を照射して励起準位 B に励起すると、やがて原子は光を自然放出して、ほぼ同じ確率で準位 A1 と A2 に緩和する[1]。さらに光を照射し続けると、準位 A2 にある原子は光エネルギーが異なるので準位 B に励起できないのに対して準位 A1 の原子は再び光を吸収して準位 B へと励起する[1]。これを繰り返すことにより全ての原子が準位 A2 に揃う状態になり光吸収が起こらなくなる[1]。このように一つのエネルギー準位に揃えることを光ポンピングという[1]。
次にこの状態で A2 − A1 のエネルギー差に相当するエネルギーをもつ電磁波を照射すると、準位 A2 にあった原子が誘導放出によって基底エネルギー A1 に緩和することにより、光吸収が再現する[1]。ゼーマン効果による分裂幅 A2 − A1 は、弱い磁場下では磁場強度に比例するので、照射する電磁波の周波数を光吸収が再現するように制御してその周波数を測定することにより、磁場強度を導き出すことができる[1]。
主な用途[編集]
関連項目[編集]
- 計測工学
- 制御工学
- 電磁気学
- 磁性体
- 物性物理学
- 核磁気共鳴
- ゼロ磁場核磁気共鳴
- 低磁場核磁気共鳴
- 地磁気核磁気共鳴
- 低磁場核磁気共鳴画像法
- ホール素子
- 磁気抵抗効果素子（MR：AMR、GMR、TMR等）
- 磁気インピーダンス素子（MI素子）
- ウィーガント・ワイヤ
- フラックス・ゲートセンサ
- プロトン磁力計
- オーバーハウザー磁力計
- ファラデー素子（磁気光学素子）
- 電気力学的磁気センサ（荷電粒子線）
- 超伝導量子干渉素子（SQUID）
脚注[編集]
- ^ a b c d e f g h i j k l m “光ポンピング磁力計のしくみ”. 2016年9月10日閲覧。[出典無効]
- ^ a b c “超高感度光ポンピング原子磁気センサの開発と医用イメージング”. 京都大学 大学院工学研究科 電気工学専攻 生体医工学講座 生体機能工学分野 小林研究室. 2016年9月10日閲覧。
- ^ Fitzgerald, Richard, 清水富士夫. "news 新しい原子磁力計でサブフェムトテスラの感度を達成." パリティ 18.12 (2003): 44-47.
- ^ a b c “廉価でコンパクトな携帯型 MRI” (PDF). NEDO海外レポート (986). (2006-10-04).
- ^ a b c Shoujun Xu; Valeriy V . Yashchuk; Marcus H. Donaldson; Simon M. Rochester; Dmitry Budker; Alexander Pines (2006-08-22). “Magnetic resonance imaging with an optical atomic magnetometer” (PDF). 全米科学アカデミー会報 103 (34): 12668-12671. doi:10.1073/pnas.0605396103.
- ^ Mathieu Sarracanie; Cristen D. LaPierre; Najat Salameh; David E. J. Waddington; Thomas Witzel; Matthew S. Rosena (2015年). “Low-Cost High-Performance MRI”. Scientific reports 5: 15177. doi:10.1038/srep15177.
- ^ Savukov, I; Karaulanov, T (2013年). “Magnetic-resonance imaging of the human brain with an atomic magnetometer”. Applied Physics Letters 103 (043703). doi:10.1063/1.4816433.
参考文献[編集]
- 小川徹「光ポンピング磁力計」（PDF）『電氣學會雜誌』第85巻第927号、1965年、1962-1965頁、doi:10.11526/ieejjournal1888.85.1962。
- 阿部善右衛門、和田龍彦「高感度磁気センサの現状」『計測と制御』第17巻第9号、1978年、690-696頁、doi:10.11499/sicejl1962.17.690。
- 牧野雅彦 著、物理探査学会 編『物理探査ハンドブック』1998年、第9章3節頁。
- 小林哲生「高感度光ポンピング原子磁気センサ」『応用物理学会誌』第80巻第3号、応用物理学会、2011年、211-215頁、doi:10.11470/oubutsu.80.3_211。
- 土田昌宏、笈田武範、小林哲生「光ポンピング原子磁気センサを用いた MR 信号検出のための磁場分布解析」『電気学会論文誌 A』第132巻第3号、2012年、220-226頁、doi:10.1541/ieejfms.132.220。
- 鎌田啓吾、伊藤陽介、夏川浩明、岡野一久、水谷夏彦、小林哲生「原子磁気センサモジュールによる事象関連脱同期及び事象関連脳磁界の計測」『電子情報通信学会技術研究報告 MBE, ME とバイオサイバネティックス』第114巻第258号、2014年、31-36頁。
- 鎌田啓吾「超高感度光ポンピング原子磁気センサの開発と生体磁気計測」『京都大学大学院工学研究科 博士論文』学位記番号 工博第4036号第31945号、京都大学、2015年3月23日、doi:10.14989/doctor.k18994。
- 小林哲生「光ポンピング原子磁気センサ」『電気学会誌』第136巻第1号、電気学会、2016年、26-29頁、doi:10.1541/ieejjournal.136.26。
- 「カリウム原子光ポンピング磁力計の作成と磁気感度評価」（PDF）。
外部リンク[編集]
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