JPH052928B2

JPH052928B2 -

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Publication number: JPH052928B2
Application number: JP7354787A
Authority: JP
Inventors: Kazunori Naganuma; Juichi Noda
Original assignee: Nippon Telegraph and Telephone Corp
Current assignee: NTT Inc
Priority date: 1987-03-27
Filing date: 1987-03-27
Publication date: 1993-01-13
Also published as: JPS63238525A

Description

【発明の詳細な説明】〔産業上の利用分野〕本発明は短光パルス評価方法、さらに詳しくは
現存の光検出器の応答時間程度乃至それ以下の時
間幅をもつて高速に変化するが故に、これら光検
出器をもつてしては、このパルス波形およびパル
ス各部における光の波長の変化、又はそれと同値
の光の周波数の変化が詳細に測定評価できないよ
うな短光パルスについて、その光パルスが一定周
期で繰り返すパルス列をなしている場合に、パル
スの強度波形および上記瞬間周波数の変化の積分
に相当するパルスの位相波形の両者を詳細に測定
評価できる方法に関するものである。

〔従来の技術およびその問題点〕

第２図は短光パルス測定評価装置の第１の従来
例を示す概略図である。被測定光パルス光束は、
半透鏡２４によつて反射された一部の光束がスペ
クトル測定系に振り分けられ、残部が強度相関波
形測定系に入射供給される。スペクトル測定系は
設定波長を可変させる波長送り装置（走査機構）
２７が装着された高分解能分光器２６、光束を分
光器２６の入射スリツトに結焦させる絞り込みレ
ンズ２５および光検出器２８、検出器２８の出力
電圧を増幅する積分増幅器２９によつて構成され
る。

強度相関波形測定系においては、入射光束は半
透鏡１により２光束に分枝され、その１光束は固
定されたプリズム２によつて反射され、他の１光
束は移動台４によつて光軸方向に移動可能なプリ
ズム３によつて反射され、以上２つの反射光束は
半透鏡１上で合波され、再び１光束となる。この
半透鏡および２つのプリズム２，３からなる光学
系はマイケルソン干渉計なる名称を有し、入射前
の光電場を時間ｔの関数として、Ｅ(t)と書くと
き、再合波後の光電場は〔Ｅ(t)＋Ｅ（ｔ−τ）〕／
２と表される。ここに、遅延時間τはプリズム２
を通る光路とプリズム３を通る光路との間の相対
的光路長差ｌを光速度Ｃで除した量であり、プリ
ズム３が移動台４によつて可動であることから、
τを自由に変化させ得る。この再合波後、光束は
レンズ５によつて２次高調波光発生能を有する結
晶７中に焦点を結び、〔Ｅ(t)＋Ｅ（ｔ−τ）〕²に、
その電界が比例する２次高調波光（入射光の半分
の波長の光）の発生をみる。結晶７からの出射光
はレンズ６によつて光検出器９に絞り込まれる。
この際、光学フイルタ８によつて２次高調波光の
みが通過され、光検出器９に達する。光検出器９
の応答時間は、被測定光パルスひいては結晶７よ
り発生した２次高調波パルスの持続時間に比して
極めて長いので２次高調波光パルスの波形を忠実
に検出できず、光検出器９の出力電圧パルスの波
形はなまつたものとなるが、パルス波形の時間積
分値すなわち面積は２次高調波光パルスのエネル
ギに比例したものとなる。光検出器９の出力電圧
パルスは、大きな時定数Ｔを持つた積分増幅器１
０により前記出力電圧パルスの面積に比例した一
定の電圧に変換される。

この従来装置による短光パルス測定手順を以下
に示す。

まず、信号切換スイツチ３１を右方に倒し、
Ａ／Ｄ変換器３２をスペクトル測定系に接続す
る。この状態で波長送り装置２７によつて分光器
２６の中心波長を一定速度で走査しつつ、光検出
器２８の出力電圧をＡ／Ｄ変換器３２を介してコ
ンピユータ１８に時系列的に読み込み記憶させ
る。こうして光パルスのスペクトルＤ（λ）のデ
ータ列が得られる。次に信号切換スイツチ３１を
左方に倒し、Ａ／Ｄ変換器を強度相関波形測定系
に接続する。この状態で移動台４を一定速度で動
かしつつ、積分増幅器１０の出力電圧をＡ／Ｄ変
換器３２を介してコンピユータ１８に時系列的に
読み込み記憶させる。この際、積分増幅器１０の
遮断周波数（時定数Ｔの逆数）は被測定光パルス
の中心波長λ₀および移動台移動速度Ｖによつて定
まる周波数 f₀＝2V／λ₀ よりも充分低く設定される。そのため、こうして
得られたデータ列は１＋2G₂（τ）に比例する。
ここでG₂（τ）は強度相関波形であり、パルスの
強度波形Ｉ（ｔ）を用いて、 G₂（τ）＝∫_∞ Ｉ(t)^-∞ Ｉ（ｔ−τ）dt／∫_∞ Ｉ(t)^-∞ Ｉ(t)dt と表される。

以上で測定段階を終え、解析段階に入る。最初
に波長λの関数として表わされたスペクトルＤ
（λ）を周波数ωの関数としてスペクトルＤ（ω）
に換算する。被測定パルスの光電場Ｅ(t)、そのフ
ーリエ変換をE〓（ω）とすると、｜E〓（ω）｜＝√（）に従つて、Ｄ（ω）の1/2乗からE〓（ω）の絶対値
｜E〓（ω）｜が得られる。後は E〓（ω）＝｜E〓（ω）｜exp〔iφ（ω）〕（ｉ：虚数単位）と書くときのパルス成分の位相φ（ω）が求まれ
ば、被測定光パルスの電場Ｅ(t)を完全に再機築で
きる。そこで、φ（ω）をスペクトルの中心波長
ω₀の回りに展開し、 φ（ω）＝φ₀＋（ω−ω₀）ｐ＋（ω−ω₀）²q＋（ω−ω₀）³r この際の展開係数、ｑ、ｒ（φ₀は物理的意味を持
たない任意定数であり、またｐはスペクトル中心
周波数ω₀に対する補正を与えるのみで、パルス
の強度波形に影響を持たないので、この方法で求
めることのできるのはｑ、ｒのみである）を定め
るために、 G_tr（τ）＝∫^∞／_-∞lEtr（ｔ）
l²lEtr（ｔ−τ）｜²dt／∫^∞／_-∞lEtr(t)l⁴dt の２式に従つて計算したGtr（τ）が、実測の強
度相関波形に最も良い一致をみるように最小二乗
法を用いる。これによつて、３次までの精度でφ
（ω）が近似的に求められるので、上式に従つて、
Etr(t)を計算すれば、｜Etr(t)｜²として被測定パル
スの強度波形が、arg（Etr(t)）として被測定パル
スの位相波形がそれぞれ求められることになる。
このパルスの位相波形を時間微分すればパルス上
各点での瞬間周波数又は瞬間波長が得られる。こ
のように解析段階でφ（ω）の３次の係数までし
か求められないことから、この方法では、原理的
に任意の形のパルス強度波形、位相波形を忠実詳
細には再現しえない。これは、φ（ω）の、より
高次迄の展開係数を求めることにより改善され得
るが、計算時間の増大のため困難である。

更に、スペクトルの測定のために、極めて高い
分解能が要求される分光器を使用する点に多大の
問題を内包する。一例をあげれば、0.6μmを中心
波長とする幅1psの光パルスのスペクトルの半値
全幅は概ね５Åであり、この半値全幅内で互いに
独立とみなせるような測定点を50点とろうとする
と、既に分光器に要求される分解能は0.1Å以下
となり、被測定光パルスの幅がより長くなると、
それに比例して良い分解能が必要になる。

上述のような仕様を満足する分光器には焦点距
離1m以上の回折格子分光器ないし掃引形フアブ
リペロエタロンがあるが、前者は大容積かつ光軸
調整が容易でなく、後者は前者に増して慎重な光
軸調整が要求され、いずれも簡便な測定が不可能
であつた。

以上のように、この従来の短光パルス測定評価
法においては、光パルスの強度相関波形測定に用
いられるマイケルソン干渉計に加えて、別個にス
ペクトル測定のために高い分解能の分光器が必要
とされ、測定評価装置の体積、価格の大半が分光
器によつて占められ、小型化、低価格化、調整の
簡便化を阻んでいた。更に、付随する測定データ
解析方法が粗い近似にとどまつており、光パルス
の詳細な評価がなし得なかつた。

一方、分光器を用いない短光パルス測定評価装
置として特願昭61−211100記載の発明があり、そ
の概略図を第２の従来例として第３図に示す。こ
の方法は、一定周期で繰り返す短光パルスを測定
評価する方法であつて、被測定光束を半透鏡にて
２光束に分枝し、相異なる径路を経由せしめるこ
とにより、相対的光路長差を付与した後、２光束
を再び合波し、合波後光束を２次高調波光発生能
を有する結晶中に入射結焦せしめ、発生する２次
高調波光強度を光検出器にて電圧値に変換する光
学系において、前記相対的光路長差を緩慢なる一
定速度にて変化させ、出力電圧値を時系列的に記
録し、採取したデータをフーリエ解析してえられ
る基本波の干渉フリンジの周波数間隔をもつて分
布する３つのスペクトルの内、零周波数近傍のス
ペクトルを1/2乗した後、フーリエ逆変換するこ
とにより、被測定波長光パルスの強度波形の再構
築を行い、しかるのち、基本波の干渉フリンジの
周波数の２倍と周波数近傍のスペクトルを1/2乗
したものと、既求の強度波形より反復計算によつ
て被測定光パルスの位相を再構築する。いま、２
次高調波光電場を時間ｔの関数として、ｕ（ｔ）
と書くと、上記、基本波の干渉フリンジの周波数
の２倍の周波数近傍のスペクトルの1/2乗は、ｕ
(t)のフーリエ変換u〓（ω）の絶対値｜u〓（ω）｜で
あ
り、また零周波数近傍のスペクトルの1/2乗は、
強度波形Ｉ(t)＝｜ｕ(t)｜のフーリエ変換Ｉ（ω）
の絶対値｜I〓（ω）｜である。若し、ｕ(t)がある時
刻を境にして左右対称である、いわゆる対称パル
スであるならば上記の｜u〓（ω）｜、｜I〓（ω）｜は
パ
ルスの強度波形Ｉ(t)及び位相波形（1/2）arg（ｕ
(t)）を求めるに充分の情報を与える。これを用い
て反復計算によつて再構築されたパルスの強度波
形、位相波形は第１の従来例の如き低い次数迄の
近似とは異なり、極めて詳細な点まで精確であ
る。ところが対称パルスでない場合、これだけで
は不充分であり、パルスを正しく再構築すること
ができない。故にこの方法は対称パルスに対して
は、強度波形、位相波形を詳細忠実に再構築でき
るが、もしパルスが非対称であると誤つた結果を
与えるという欠点があつた。

以上のように、この第２の従来々の短光パルス
測定評価法においては、精度及び小型・簡便性の
点で第１の従来例の測定評価法に大きく優るもの
の、パルスが非対称であるとき生ずる原理的誤差
のため、被測定パルスが対称パルスであることが
予め確定できる場合にのみその応用が限定されて
いた。

本発明は以上の点に鑑みてなされたものであ
り、測定評価装置を巨大、高価なものとする高分
解能分光器を必要とすることなく、かつパルスが
時間的に非対称である場合を含む任意の場合に光
パルスの詳細にわたる測定評価が可能な短光パル
ス測定評価方法を提供することを目的とする。

〔問題点を解決するための手段〕

上記目的のうち、測定評価装置を簡便・安価と
する為に本発明者は、従来技術の第２の従来例の
装置をして、非対称パルスの測定を不可能ならし
めている原因を種々検討した結果、該装置で測定
される２次高調波強度の相対的光路長差依存性に
加えて、被測定光パルスのスペクトルが知れれ
ば、非対称パルスを再構築するに充分なデータの
組が得られることを見出した。しかるに、そのス
ペクトルの測定の為に高分解能分光器を導入すれ
ば、装置は一挙に巨大、高価なものとなり、発明
の目的は達成されない。この問題を解決する為に
分光器を使用しない方法として本発明者は、前記
従来例に示した装置に新たに基本波光強度を測定
するための光検出器を設備した構成を発明した。
相対的光路長差を変化させつつ、この光検出器の
出力を時系列的に記録すれば、正に被測定光パル
スのスペクトルをフーリエ逆変換した量（インタ
ーフエログラムと呼ばれる。）を測定することに
他ならず、得られたデータをフーリエ変換すれば
該スペクトルが得られるのである。

〔作用〕

本発明によれば、マイケルソン干渉計によつて
相対的光路長差（遅延時間）を付与された後、重
畳された光束を２次高調波発生能を有する結晶中
に入射結焦せしめることにより２次高調波光を発
生させ、この２次高調波光および元の被測定パル
ス光束と同じ波長の基本波光の強度を各々別個の
光検出器をもつて電圧値に変換し測定する。

基本波光の強度を観測する光検出器の出力電圧
は１＋Re〔G₁（τ）exp（−iω₀τ）〕で表わされる。
ここでは遅延時間、ω₀＝2πc／λ₀は被測定光パル
ス中心角周波数であり、記号Reは複素数の実数
部を採ることを意味する。パルスの光電場E₀(t)
を E₀(t)＝Re〔Ｅ(t)exp（−iω₀t）〕 ……(1) と書くとき、G₁（τ）は下式により表され、電場
相関関数と呼ばれる。

G₁（τ）＝_∞ ∫^-∞ Ｅ(t)E^*（ｔ−τ）dt ……(2) このデータG₁（τ）をフーリエ変換して被測定
パルスの電場Ｅ(t)のフーリエ変換E〓（ω）の絶対
値の２乗が得られる。即ち、_∞ ∫^-∞ G₁（τ）exp（iωτ）dτ ＝｜E〓（ω）｜² ……(3) 上式の右辺は光パルスのスペクトルを表わしてい
る。かくの如く分光器でなく干渉計を用いること
によつて光のスペクトルを求める手法はフーリエ
変換分光法と呼ばれる。

次に、２次高調波の強度を観測する光検出器９
の出力電圧は下式に比例する。

１＋2G₂（τ）＋4Re〔F₁（τ）exp（−iω₀τ）〕＋R
e
〔F₂（τ）exp（−2iω₀τ）〕 ……(4) 光パルスの強度Ｉ(t)及び２次高調波光電場ｕ(t)
を下式により定義し導入する。

Ｉ(t)＝Ｅ(t)^*(t) ……(5) ｕ(t)＝Ｅ(t)Ｅ(t) ……(6) これらのＩ、ｕを用いてG₂（τ）（強度相関関
数）、F₂（τ）（２次高調波電場相関関数）は次の
様に表される。

G₂（τ）＝_∞ ∫^-∞ Ｉ（ｔ）Ｉ（ｔ−τ）dt ……(7) F₂（τ）＝_∞ ∫^-∞ ｕ（ｔ）u^*（ｔ−τ）dt ……(8) これらをフーリエ変換すれば、各々光パルスの強
度Ｉ（ｔ）のフーリエ変換I〓（ω）の絶対値の２乗、
２次高調波光電場ｕ（ｔ）のフーリエ変換u〓（ω）
の絶対値の２乗が得られる。即ち _∞ ∫^-∞ G₂（τ）exp（iωτ）dτ ＝｜I〓（ω）｜₂ ……(9) _∞ ∫^-∞ F₂（τ）exp（iωτ）dτ ＝｜u〓（ω）｜₂ ……(10) ここで式(4)で表わされる２次高調波光強度から
平担な直流成分を引いたものをフーリエ解析する
ことを考えた。第４図左上図に式(4)の信号を、ま
た左下図にそのフーリエ解析の結果を示す。信号
上、一見して明らかな振動の周期は、被測定光の
中心波長に一致する。これは、相対的光路長差を
光速度で除し、遅延時間に置き直して考えると、
被測定光の光振動の周期である。

この信号をフーリエ解析すると、左下図に見ら
れる如く、３つのピークが出現する。このうち真
中のピークは、信号に一見して現れていた振動成
分によるもので、被測定光の光振動の周波数ω₀
付近にある。このω₀を基本波の干渉フリンジ周
波数と称する。フーリエ解析の結果、その他に零
周波数付近、及び2ω₀付近にもピークが現れる。
これら３つのピークは各々式(4)中の３つの項に由
来する。以上のように、式(4)中でG₂（τ）、F₁
（τ）、F₂（τ）はそれらに比して充分速く変化す
る搬送周波数ω₀の差をもつて現れるので、式(4)
の信号を全体としてフーリエ解析すれば、容易に
それら３者を分離することができるのである。上
記、零周波数付近のピークは式(9)の｜I〓（ω）｜²
を、また2ω₀付近のピークを抽出し−2ω₀だけ平
行移動すれば、式(10)の｜u〓（ω）｜²が得られる。

一方、基本波光強度の信号から平担な直流成分
を引いたものをフーリエ解析すれば、第４図右に
見られる如く、ω₀に中心を持つ１個のピークが
得られる。これを−ω₀だけ平行移動すれば、式
(3)の｜E〓（ω）｜²が得られる。

かくして基本波光強度、２次高調波光強度の相
対的光路長差（遅延時間）依存性のデータをフー
リエ解析して｜I〓｜²、｜u〓｜²、｜E〓｜²が得られる
。
この事情を第４図に示した。

次に、本発明では、かくして得られた｜I〓｜、｜
u〓｜、｜E〓｜から、被測定光パルスを再構築するた
めの、反復計算法を行なう。この計算法を第５図
に示した。図中、記号F.T.はフーリエ変換を、I.
F.T.はフーリエ逆変換を、またcsqrtは複素数の
平方根ととることを表す。パルスの再構築は原理
的に電場Ｅ(t)のフーリエ変換E〓（ω）の位相を求
めることに帰着される。何とならば、そのフーリ
エ変換の絶対値｜E〓（ω）｜は既に測定データから
得られているから、その位相が知れればE〓が得ら
れ、フーリエ逆変換によつてＥが求められる。し
かして｜Ｅ｜²より被測定光パルスの強度波形が、
arg(E)より被測定パルスの位相波形がそれぞれ得
られる。本発明の反復計算法はＥ、Ｉ、ｕの間に
式(5)、(6)の関係が成立つていることを利用して｜
E〓｜、｜I〓｜、｜u〓｜の位相を構築してゆくもので
あ
る。即ち、先づ｜E〓（ω）｜に無作為な乱数の位相
を付与しE〓（ω）を作る。それをフーリエ逆変換
して得られたＥをもつて、第５図左下から繰り返
し計算に入る。このＥより式(5)、式(6)に従つて
Ｉ、ｕを計算し、更にそれらを各々フーリエ変換
する。かくして得たI〓、u〓において、それらの絶対
値｜I〓｜、｜u〓｜を測定データのフーリエ解析より
前段迄に得られている｜I〓｜、｜u〓｜に置き換える。
ここで置換前後の｜I〓｜又は｜u〓｜の差は、計算の
収束の判定に用いる。それらの差が無くなつたと
き、完全に被測定パルスが再構築されたと考えら
れる。続いてそれらのI〓、u〓をフーリエ逆変換して
Ｉ、ｕに戻し、かつｕの絶対値を得られたＩで置
き換える。こうして得られたｕの複素数としての
平方根をとりＥに戻す。更にそのＥをフーリエ変
換したE〓の絶対値を既知の｜E〓｜で置き換える。
置換前後の｜E〓｜の差を収束の判定に用いるの
は、I〓、u〓の場合と同様である。置換後のE〓をフー
リエ逆変換すれば出発点に戻つてＥが得られる。
この計算ループを一巡して得るＥは、元のＥに比
して被測定光パルスの電場に近いものを与える。
その近似の程度は、計算ループ中で得られる３種
のフーリエ変換の絶対値の置換に際してのそれぞ
れの差に反映されるので、それらの差が充分小さ
くなるまで、計算を繰り返す。

以上の解析法は、第１の従来例における解析法
の如き有限次元までの近似解法とは異なり、原理
的には無限次まで取り入れており、高い精度で被
測定パルスの強度、位相が求まり、かつ第２の従
来例とは異なり、対称なパルスにその有効範囲が
制限されておらず、全く任意の強度、位相波形の
パルスに対して有効である。

〔実施例〕

第１図に本発明による短光パルス評価方法を実
施するための装置の構成を示す。半透鏡１、固定
プリズム２及び移動台４によつて可動なプリズム
３よりなるマイケルソン干渉計を構成している。
この干渉計の相対的光路長差の較正のためにヘリ
ウムネオンレーザ１１からの光が用いられてい
る。この光と平行に被測定パルス光束がマイケル
ソン干渉計に入射する。このヘリウムネオンレー
ザ光は水平面に対し45゜をなす直線偏光を持ち、
干渉計の片方の腕の途中で軸が垂直方向を向く様
に置かれた４分の１波長板１９を通過する。干渉
計から出射したヘリウムネオンレーザ光は、垂直
に偏光した光と、水平に偏光した光とを分離する
偏光ビームスプリツタ２０に入射し、各々の偏光
の光が光検出器２１，２２に導かれ、両検出器は
それぞれの光強度に比例した電気信号を出力す
る。両出力はサンプルトリガ発生器２３に入力す
る。サンプルトリガ発生器はそれぞれの入力の交
流成分のみを抽出し、該交流成分が零値をよぎつ
た時刻にトリガ電圧パルスを発生する。かくして
干渉計に相対的光路長差がヘリウムネオンレーザ
の発振波長0.63μmだけ変化する間に0.25×
0.63μm毎に計４回トリガ電圧パルスの発生をみ
る。このトリガ電圧パルスは波形記憶装置１７に
供給され、波形記憶装置は後述の各チヤンネルへ
の入力電圧値をトリガ電圧パルスの起つた時刻に
サンプルして、記録する。

被測定パルス光束は干渉計中で前述の４分の１
波長板１９を通過することなく干渉計を通過し、
レンズ５によつて２次高調波光発生能を有する結
晶７（例えばヨウ素酸リチウム結晶）中で焦点を
結び、２次高調波光の発生を見る。結晶７からの
出射光はレンズ６によつて焦束光束とされ半透鏡
２４によつて２分される。その一方は被測定パル
ス光束の２倍の周波数（半分の波長）を有する２
次高調波光のみが光学フイルタ８によつて抽出さ
れ、光検出器９に集光する。他方は結晶７中で２
次高調波光に変換されることなく出射した元の被
測定パルス光束と同じ波長の基本波光のみが光学
フイルタ３０によつて抽出され、光検出器２８に
焦光する。光検出器９及び２８は各々２次高調波
光エネルギー及び、基本波光エネルギーに比例し
た面積（時間積分値）を有する電圧パルスを圧力
し、それらの電圧パルスはそれぞれ積分増幅器１
０，２９によつて、前記面積に比例した一定の電
圧に変換された後、波形記憶装置１７のチヤンネ
ル１、チヤンネル２に入力される。波形記憶装置
１７には、測定後、記憶されたデータを読み出し
解析を行うためのコンピユータ１８が接続されて
いる。以上の説明により可動プリズム３の一つの
位置、換言すると一つの相対的光路長差における
一点の測定が行われる。実際には移動台４が一定
の移動速度Ｖで移動しており、干渉計の光路長差
が、基準とするヘリウムネオンレーザの波長λ_ref
の1/4ずつ変化する毎にサンプリングを行い波形
記憶装置１７で記憶する。

この際、積分増幅器１０及び２９の時定数Ｔ、
被測定パルスの繰り返し間隔Ｐ、及び移動台移動
速度ＶはＰ＜＜Ｔ＜＜λ_ref／（8V） ……(11) の関係を満足するように設定する。また基準とな
るレーザーの波長λ_refは、被測定パルスの中心波
形λ₀よりも短くなければならない。これは干渉計
の相対的光路長差がλ_ref／４変化する毎に１回サ
ンプルが行なわれる一方、波長λ₀の基本波の半分
即ちλ₀／２の波長を有する２次高調波を正しく観
測するためには、相対的光路長差がλ₀／２変化す
るうちに、少くとも２回サンプルを行なわねばな
らないことによる。これにより発振波長0.63μm
のヘリウムネオンレーザーを干渉計の光路長差の
基準に用いる場合、中心波長が0.63μmより長い
光パルスの測定を行なえる。波長がより短い光パ
ルスの測定には、より発振波長の短いレーザーを
基準に用いればよい。

以下の解析段階では、まず波形記憶装置１７に
記憶された積分増幅器１０及び２９の出力電圧変
化をコンピユータに読み込む。この２組のデータ
が第４図上段に示した相関データである。

このデータを各々フーリエ解析して得られたス
ペクトルを第４図下段に示す。こうして得られる
｜I〓（ω）｜、｜u〓（ω）｜、｜E〓（ω）｜のデー
タを用い
て、第５図に示す反復計算を行なうことにより、
パルスの強度波形、位相波形が求められる。

以上の解析方法の有効性の検証として、種々の
強度波形、位相波形を有するパルスについて計算
機を用いて想定されるデータ｜I〓（ω）｜、｜u〓（ω
）
｜、｜E〓（ω）｜を生成しそれらから上記の解析方
法によつて強度波形、位相波形を再生した結果を
第６図から第８図に示す。

各図中右半分に、各々の原波形について想定さ
れるデータを示した。

｜E〓（ω）｜、｜u〓（ω）｜については、測定デー
タ
のスペクトル解析から得られたものを、それぞれ
−ω₀、−2ω₀だけ平行移動した後のものを示して
ある。

第６図は原波形が対称の場合であり、第７図、
第８図は非対称な原強度波形、原位相波形の場合
である。これらより強度波形、位相波形ともに高
い精度で再生され、かつパルスが非対称であつて
も精度の低下が生じないことが明らかになつた。

第９図に本実施例による短光パルス評価方法を
用いて半導体レーザーの発生する光パルスを測定
評価して得られた強度波形、位相波形を示す。使
用した半導体レーザーは波長1.3μmのInGaAsP
DFBレーザで、注入電流に周波数200MHzの正弦
波を重畳し、変調することによりパルス繰り返し
間隔Ｐ＝5ns、パルス幅20〜30ps内外のパルスを
発生させた。移動台速度Ｖは3.88mm／minとし、
基本波の波長で繰り返される干渉フリンジが周波
数 2V／λ₀＝２×3.88／60／1.3×10^-3＝99.5Hz で信号に現れる条件下で測定を行つた。

ここで式(11)を満足するよう積分増幅器の時定数
Ｔは100μm程度に設定している。またλ_ref／8Vは
約1msであり、被測定パルスの繰り返し間隔Ｐは
前述のように5nsである。

第９図の解析結果より、被測定パルスは急峻な
立ち上がりとなだらかな裾引きを有し、半値全幅
は23psであることがわかる。

また位相波形は強度波形を積分した形に似た変
化をしていることがわかる。

〔発明の効果〕

以上の説明より明らかなように、本発明による
短光パルス評価方法によれば、小型低廉な測定装
置を用いて、被測定光パルスの強度波形及び位相
波形を従来法に比較して高精度に求めることが可
能になる。

本発明により測り得る光パルスの時間幅の下限
は、該光パルスの光振動の周期の10倍程度と考え
られる。これは２次高調波光強度変化のスペクト
ル解析に際し、３つのピークが充分分離独立して
現れることが必要だからである。

従つて、例えば、1.3μm帯の光パルスならば測
定可能な光パルスの時間幅の下限は40fs（40×
10^-15s）程度、また0.6μm帯ならば20fs程度とな
る。

一方、本発明により測り得る光パルスの時間幅
の上限は原理的には存在せず、如何に長い光パル
スも測定可能である。実用的観点からは、本方法
は小型低廉な装置によつて実施可能な故、100ps
程度迄の光パルスの測定に利用されると考える。

また、本発明は適当な２次高調波発生能を有す
る結晶が存在する限りの波長の光パルスを測定で
きる。一例としてβ−BaB₂O₄（β−ホウ酸バリ
ウム）結晶を用いると、0.4〜2.5μmの波長で、更
にKTP（リン酸３水素カリウム）結晶で4.2μmの
長波長まで測定可能である。

以上、本発明は広範な時間幅、および波長の光
パルスに適用される。

本発明によれば、パルスが非対称であつても強
度、位相波形を詳細に求められるので、短光パル
ス光源の調整、評価に極めて有効である。

また、光フアイバ伝送線路の通過前後の光パル
スを本発明により測定すれば、その強度、位相波
形の変化が詳細に観察でき、該光フアイバ線路の
特性評価を直接的かつ容易に行なうことが可能で
ある。同様のことは、一般の光学システム、光材
料についても行なえる。

更に、本発明でのパルスの位相の詳細な観測
は、光フアイバを用いるパルス圧縮器の最適化、
調整に有力な手段を提供する。

この様に本発明は、短光パルスの生成、整形、
伝搬等、短光パルスに関連したあらゆる分野で広
く活用される基本的な方法である。

【図面の簡単な説明】

第１図は本発明による短光パルス測定評価方法
の実施例の構成の概略図、第２図は短光パルス測
定評価方法の第１の従来例の構成概略図、第３図
は第２の従来例の構成概略図である。第４図は本
発明の方法により測定されたデータ及びそのフー
リエ解析より｜I〓｜²、｜u〓｜²、｜E〓｜²を求めた結
果
を表す図である。第５図は上記フーリエ解析結果
より、元の被測定光パルスを再構築するための反
復計算法を示す。第６図乃至第８図は、本発明の
実施例の解析方法の妥当性の検証に用いた種々の
原パルスの強度波形及び位相波形（実線）、解析
に使つたデータの組、及びそれらデータから実施
例の解析方法を用いて再構築されたパルスの強度
波形及び位相波形（点線）を示す図である。第９
図は本発明の実施例において実測データを解析し
て得られた被測定パルスの強度波形及び位相波形
を示す図である。１……半透鏡、２，３……プリズム、４……移
動台、５，６……レンズ、７……２次高調波光発
生能を有する結晶、８……光学フイルタ、９……
光検出器、１０……積分増幅器、１１……ヘリウ
ムネオンレーザー、１２，１３……鏡、１４……
レンズ、１５……光検出器、１６……増幅器、１
７……波形記憶装置、１８……コンピユータ１
８、１９……４分の１波長板、２０……偏光ビー
ムスプリツタ、２１，２２……光検出器、２３…
…サンプルトリガ発生器、２４……半透鏡、２５
……レンズ、２６……分光器、２７……波長送り
装置、２８……光検出器、２９……積分増幅器、
３０……光学フイルタ、３１……切換スイツチ、
３２……Ａ／Ｄ変換器。

Claims

【特許請求の範囲】１被測定光パルス光束を２光束に分枝し、分枝した光路に相対的光路長差の変化を付与し
つつ前記２光束を合波し、該合波光束を２次高調波光発生能を有する結晶
に入射せしめて２次高調波光を発生させ、前記結晶を通過した基本波光と前記２次高調波
光との強度に比例した電気信号にそれぞれ変換
し、前記相対的光路長差に対する基本波光および２
次高調波光の強度変化をそれぞれ記録し、記録されたデータのフーリエ解析を行い被測定
光パルスの強度波形と位相波形とを計算により求
めることを特徴とする短光パルス測定評価方法。２基本波光の強度変化データのフーリエ解析よ
り、基本波光周波数ω₀近傍のスペクトルとして
被測定光パルスの電場のフーリエ変換を求め、ま
た２次高調波光の強度変化データのフーリエ解析
より、2ω₀近傍のスペクトルとして２次高調波光
の電場のフーリエ変換を、零周波数近傍のスペク
トルとして被測定光パルス強度のフーリエ変換を
それぞれ求め、以上求めた３者のフーリエ変換を
もとに反復計算を行う特許請求の範囲第１項記載
の短光パルス測定評価方法。