JP2660291B2 - 光パルス測定装置 - Google Patents

Description

【発明の詳細な説明】 〔産業上の利用分野〕 本発明は、光学素子の発光特性、透過特性その他の光
学特性の測定に利用する。特に、パルス波形およびパル
ス各部における光の波長、または波長の等価な周波数
が、現存の光検出器の応答時間程度ないしそれ以下の非
常に短い時間幅で高速に変化する短光パルスについて、
その強度波形および瞬間周波数の変化の積分に相当する
位相波形を詳細に測定する光パルス測定装置に関する。

〔従来の技術〕

光通信、光測定、光信号処理その他の光パルスを利用
する装置で使用される光学素子の特性、例えば発光素子
や光増幅素子における出力特性、光入出力素子の入出力
特性、フィルタの透過特性その他を測定するために、光
パルスの波形およびパルス各部における光の波長を詳細
に知ることが必要となる。しかし、測定精度を高めよう
とすると、時間幅が非常に短い短光パルスが必要とな
り、それを測定する装置が必要となる。

本出願人は、パルス波形およびパルス各部における光
の波長が現存の光検出器の応答時間程度ないしそれ以下
の非常に短い時間幅で高速に変化する短光パルスについ
て、その強度波形および瞬間周波数の変化の積分に相当
する位相波形を詳細に測定する方法について、既に特許
出願した（特願昭62−73547、以下「先願」という）。
この方法は、被測定光パルス光束を二つの光束に分岐
し、この二つの光束の光路に相対的な光路長差を与えて
この二つの光束を合波し、この合波された光束を二次高
調波発生能を有する非線形結晶に共軸に入射結焦させて
二次高調波光を発生させ、上記非線形結晶を通過した二
つの光束の合波光と二次高調波光との強度をそれぞれそ
の強度に比例した電気信号に変換し、上記相対的な光路
長差の変化に対する合波光および二次高調波光の強度変
化を記録し、記録された測定値のフーリエ変換を行うこ
とにより被測定光パルスの強度波形と位相波形とを演算
により求めるものである。

第５図はこの方法を実施する装置のブロック構成図で
ある。

ビーム・スプリッタ１、固定プリズム２および移動台
４に取り付けられた可動プリズム３は、マイケルソン干
渉計を構成する。被測定光パルスＬは、ビーム・スプリ
ッタ１より分岐され、固定プリズム２および可動プリズ
ム３により反射してビーム・スプリッタ１で合波され、
レンズ５を介して、二次高調波発生能を有する非線形結
晶７に共軸で入射する。ビーム・スプリッタ１により分
岐される二つの光束の光路長差は、可動プリズム３を移
動させることにより変化させることができる。

非線形結晶７を通過した光は、二次高調波光と、二次
高調波に変換されなかった光（以下「基本波光」とい
う）とを含む。これらの光は、レンズ６を介してビーム
・スプリッタ24に入射し、二次高調波光と基本波光とに
それぞれ分離され、光学フィルタ８、30によりそれぞれ
の波長（周波数）成分が選択されて光検出器９、28に入
射する。光検出器９、28の検出出力はそれぞれ前置増幅
器10、29により増幅され、二次高調波光強度および基本
波光強度に比例した電圧として出力される。この出力は
波形記憶装置17に記憶される。

適当な間隔の相対的光路長差に対して基本波光と二次
高調波光との強度を記録するには、波長が純粋で連続光
を発生する光源11、例えば連続発振He−Neレーザを用い
る。この光源11からの光を反射鏡12を介してマイケルソ
ン干渉計に入射し、被測定光パルスＬと同様に、二分し
て相対的光路長差を付与した後に合成する。このとき、
二つに分岐された光路の一方に1/8波長板19を挿入して
おき、合波された光束を偏向ビーム・スプリッタ20によ
り分離して光検出器21、22に入射する。光検出器21、22
は、相対的光路長差の変化とともに、干渉縞周期で正弦
波的に変化する信号を受信する。そこで、その信号の位
相が０、π/2、…となる毎にトリガ信号発生回路23から
トリガ信号を発生すると、光源11の波長周期、または波
長周期を整数で割った値で相対的光路長差を較正でき
る。

前置増幅器10の出力電圧値は、 １＋2G₂（τ）＋4Re〔F₁（τ）exp（ｉω_０τ）〕 ＋Re〔F₂（τ）exp（2iω_０τ〕 ……（１） に比例する。ここで、G₂（τ）は二次の強度自己相関波
形、F₂（τ）は二次高調波光電場自己相関波形、τは遅
延時間差（相対的光路長差を高速で割った値）をそれぞ
れ表し、ω_０＝２πc/λ_０、ｃは光速度、λ_０は被測定
光パルスの中心角周波数である。また、ｉは虚数単位、
Reは複素数の実数部を表す。

また、前置増幅器29の出力電圧値は、 １＋Re〔G₁（τ）exp（ｉω_０τ）〕 ……（２） に比例する。G₁（τ）は電場自己相関波形である。

コンピュータ18は、波形記憶装置17に記憶された二次
の強度自己相関波形G₂（τ）、二次高調波光電場自己相
関波形F₂（τ）および電場自己相関波形G₁（τ）を用い
てパルス波形を解析する。

ここで、これらの三つの自己相関波形のフーリエ変換
について説明する。フーリエ変換をF.T.〔〕で表すと、 F.T.〔G₁（τ）〕＝｜（ω）|² ……（３） F.T.〔G₂（τ）〕＝｜（ω）|² ……（４） F.T.〔F₂（τ）〕＝｜（ω）|² ……（５） となる。ここで、（ω）は光パルス電場の複素振幅Ｅ
（ｔ）のフーリエ変換、（ω）は光パルス強度Ｉ
（ｔ）のフーリエ変換、（ω）は二次高調波光電場の
複素振幅ｕ（ｔ）のフーリエ変換である。複素振幅Ｅ
（ｔ）、光パルス強度Ｉ（ｔ）、複素振幅ｕ（ｔ）の間
には、 Ｉ（ｔ）＝|E（ｔ）|²、ｕ（ｔ）＝Ｅ（ｔ）^２ ……（６） の関係が成り立つ。（ω）、（ω）および（ω）
は一般に複素数なので、絶対値と位相とを用いてそれぞ
れ、 （ω）＝｜（ω）|exp（ｉφ（ω）） ……（７） （ω）＝｜（ω）|exp（ｉχ（ω）） ……（８） （ω）＝｜（ω）|exp（ｉψ（ω）） ……（９） と表される。

したがって、（ω）が求まれば逆フーリエ変換によ
りＥ（ｔ）が得られ、Ｅ（ｔ）の絶対値により強度波形
が得られ、Ｅ（ｔ）の位相により位相波形が得られる。
（ω）の絶対値｜（ω）｜については、（３）式に
示したように、G₁（τ）の測定値をフーリエ変換するこ
とにより得られる。したがって、（７）式に含まれる位
相φ（ω）を求める必要がある。

先願の方法では、G₁（τ）、G₂（τ）およびF₂（τ）
の測定値から｜（ω）｜、｜（ω）｜および｜
（ω）｜を算出し、（６）式の関係を満たすように、そ
れらの位相φ（ω）、χ（ω）およびψ（ω）を繰り返
し演算により求めて被測定光パルスの強度波形および位
相波形を求めていた。

また、従来から、二次の強度自己相関波形G₂（τ）と
スペクトル｜（ω）|²とを測定する方法が広く知られ
ている。このような測定方法として、例えば、 （１） 特願昭63−24993、「光パルス測定方法」 （２） 「ノーベル・メソッド・オブ・ウェイブフォー
ム・エバリュエーション・オブ・アルトラショート・オ
プティカル・パルスィズ」、アルトラファスト・フェノ
ミナIV（スプリンガ・ベーラグ、ニューヨーク1984年）
第93頁（“Novel Method of Waveform Evaluation of U
ltrashort Optical Pulses",in Ultrafast Phenomena I
V（Springer−Verlag,New York 1984年）,pp93） がある。（１）の方法は、マイケルソン干渉計による二
次の強度自己相関波形G₂（τ）の測定と、分光器による
スペクトル｜（ω）|²および｜（ω）｜の測定とを
組み合わせた方法である。また、（２）の方法は、マイ
ケルソン干渉計によるG₂（τ）の測定と、分光器による
｜（ω）|²の測定とを組み合わせた方法である。

〔発明が解決しようとする問題点〕

しかし、従来の光パルス測定方法では、演算により得
られた強度波形および位相波形について、その時間軸方
向を決定することができない欠点があった。すなわち、
得られたパルス波形に対し時間反転を施したパルス波形
もまた、全く等しい確からしさで真のパルス波形である
可能性がある。このため、二つのパルス波形のどちらが
被測定光パルスの波形であるかを決定することはできな
い。

先願方法の例で説明すると、すべてのωに対して、 φ（ω）→−φ（ω） χ（ω）→−χ（ω） ψ（ω）→−ψ（ω） の置き換えを行うと、その結果として、時間領域におけ
る光パルス電場の複素振幅Ｅ（ｔ）、光パルス強度Ｉ
（ｔ）および二次高調波光電場の複素振幅ｕ（ｔ）は、 Ｅ（ｔ）→Ｅ^＊（−ｔ） Ｉ（ｔ）→Ｉ（−ｔ） ｕ（ｔ）→ｕ^＊（−ｔ） に置き換えられる。ここで、記号^＊は複素共役な複素数
を表す。光パルス強度Ｉ（ｔ）については、これが実数
であり、複素共役をとっても不変である。これらの置き
換えられた値もまた、（６）式の関係を常に満足する。
すなわち、（６）式でｔを−ｔに置き換え、さらに両辺
の共役複素数をとると、 Ｉ（−ｔ）＝|E（−ｔ）|² ｕ^＊（−ｔ）＝Ｅ^＊（−ｔ）^２ となる。

したがって、｜（ω）｜、｜（ω）｜および｜
（ω）｜またはこれらと等価なG₁（τ）、G₂（τ）およ
びF₂（τ）の測定結果から被測定光パルスの波形を求め
ようとすると、Ｅ（ｔ）が一つの解として得られると
き、これを時間反転したＥ^＊（−ｔ）もまた解となる。
これらの値は、周波数空間での位相の符号が異なる。

この問題点は、一次的な測定量G₁（τ）、G₂（τ）、
およびF₂（τ）が、いずれも遅延時間τについて対称で
あることに起因する。

また、｜（ω）｜、｜（ω）｜および｜（ω）
｜がそれぞれG₁（τ）、G₂（τ）およびF₂（τ）のフー
リエ変換であることから、これらの量の組み合わせ、ま
たはそれらの一部を用いて光パルスの波形を求める場
合、すなわち従来のほとんどの光パルス測定方法でも、
上述の問題点が発生する。

この問題点を解決する方法として、従来から二つの方
法が考えられている。

その第一の方法は、三次以上の強度自己相関波形を形
成する方法である。三次以上の強度自己相関波形は、光
パルスが非対称な場合に、遅延時間差τについて非対称
となる性質がある。非対称性が相関波形に直接反映する
ので、容易に光パルスの波形を時間軸の方向を含めて決
定できる。三次以上の強度相関波形を測定するには、三
次以上の光非線形効果を利用する必要がある。しかし、
このような光非線形効果は、二次の光非線形効果による
二次高調波発生に比較して一般にかなり小さく、その信
号ははるかに微弱である。そのため、この方法は、被測
定光パルスの光強度が特に高い場合（瞬間強度で1kW程
度またはそれ以上）しか利用できない。

第二の方法は、時間幅が被測定光パルスに比較して十
分に狭く、しかも被測定光パルスと時間的に同期してい
る光パルス、すなわちゲートパルスを使用する方法であ
る。この方法では、ゲートパルスと被測定光パルスとの
間の強度相互相関波形を測定する。これはサンプリング
と呼ばれ、電気パルスのサンプリング測定と同様にし
て、被測定光パルスの波形を時間軸の方向を含めて決定
できる。しかし、ゲートパルスを利用できるのは被測定
パルスの時間幅が10PS以上の場合であり、それ以下の時
間幅では測定が困難となる。

本発明は、以上の問題点を解決し、光パルスの波形を
時間軸の方向を含めて測定する光パルス測定装置を提供
することを目的とする。

〔問題点を解決するための手段〕

本発明の光パルス測定装置は、被測定光パルスの入射
光路に波長分散特性が既知の媒質を挿入した状態と、こ
の媒質を挿入していない状態とについて、それぞれ自己
相関波形を測定する手段と、二つの自己相関波形から被
測定光パルスの波形の時間軸の方向を求める手段とを備
えたことを特徴とする。

〔作 用〕

被測定光パルスの入射光路に媒質を挿入すると、その
媒質の群速度分散の正負により、測定されるパルス波形
の時間幅が変化する。そこで、その変化からパルス波形
の時間幅を決定できる。また、媒質の波長分散特性によ
って生じるフーリエ変換の位相成分の変化に基づいて、
パルス波形の時間軸を決定することもできる。

〔実施例〕

第１図は本発明実施例光パルス測定装置のブロック構
成図である。

この装置は、波長分散特性が既知の分散媒質31と、こ
の分散媒質31を被測定光パルスＬの入射光路に選択的に
挿入する切替器32と、分散媒質31を挿入した状態および
挿入していない状態のそれぞれについて被測定光パルス
Ｌの波形を測定する光パルス測定器33とを備える。

この実施例では、光パルス測定器33として、前述の先
願の明細書および図面に示された装置を用いる。すなわ
ち光パルス測定器33は、光パルスの自己相関波形を測定
する測定手段として、ビーム・スプリッタ１、固定プリ
ズム２、可動プリズム３、移動台４、レンズ５、６、非
線形結晶７、ビーム・スプリッタ24、光学フィルタ８、
30、光検出器９、28、前置増幅器10、29、光源11、反射
鏡12、波形記憶装置17、1/8波長板19、偏光ビーム・ス
プリッタ20、光検出器21、22およびトリガ信号発生器23
と、この測定手段の出力により被測定光パルスの強度波
形および位相波形を演算により求める演算手段、すなわ
ちコンピュータ18とを備える。

光パルス測定器33はまた、コンピュータ18の制御によ
り、被測定光パルスの入射光路に分散媒質31を挿入した
状態と、この分散媒質31を挿入していない状態とについ
て、それぞれ自己相関波形を測定する手段とを含む。コ
ンピュータ18はまた、二つの自己相関波形から被測定光
パルスの波形の時間軸の方向を求める手段を含む。

測定時には、まず、切替器32により分散媒質31を被測
定光パルスＬの光路上から抜いておき、この状態で、光
パルス測定器33により第一の測定を行う。続いて、切替
器32により分散媒質31を被測定光パルスＬの光路上に挿
入し、この状態で光パルス測定器33により第二の測定を
行う。

この二つの測定により、それぞれ、光パルスの強度波
形および位相波形が得られる。これらの波形は、その時
間軸方向が確定していない。そこで、分散媒質31の分散
特性から、パルス波形の時間軸を決定する。

ここで、分散媒質31が光路上に挿入されていない状態
における光パルス電場Ｅ（ｔ）のフーリエ変換を （ω）＝｜（ω）|exp（ｉφ（ω）） と表し、分散媒質31を挿入したときの光パルス電場Ｅ′
（ｔ）のフーリエ変換を ′（ω）＝｜′（ω）|exp（ｉφ′（ω）） と表す。それぞれのパルスを光パルス測定器33で従来例
方法により測定し、求められた電場のフーリエ変換の位
相をそれぞれφ_１（ω）、φ_２（ω）とする。

前述したように、ここまでの測定は、フーリエ変換の
位相の符号の反転について不定性が残る。さらに、トリ
ビアルな不定性、すなわちパルス全体としての位相およ
びパルスの時間移動に関する不定性がある。これらの不
定性により、原理的に、フーリエ変換の位相のωに関し
て０次および１次の項を決定することができない。この
ため、真の位相φ（ω）、φ′（ω）は、それぞれ、 φ（ω）＝±φ_１（ω）＋ｐω＋ｑ ……（10） φ′（ω）＝±φ_２（ω）＋ｐ′ω＋ｑ′ ……（11） で表される。複号は任意であり、ｐ、ｐ′、ｑおよび
ｑ′は任意の実数である。この段階では前記のトリビア
ルな不定性を除いてもなお４通りの不定性があり、これ
が（10）式、（11）式中の複号の任意性として表され
る。

さて、分散媒質31の透過特性をＴ（ω）とする。これ
は一般に複素数であり、絶対値と位相とを用いて、 Ｔ（ω）＝|T（ω）|exp（ｉθ（ω）） ……（12） と表すことができる。この分散媒質31の分散特性は既知
なので、|T（ω）｜、θ（ω）もまた既知の量である。
ところで、（ω）、′（ω）は、それぞれ分散媒質
31を光路上に挿入する前後におけるパルス電場のフーリ
エ変換なので、 ′（ω）＝Ｔ（ω）（ω） ……（13） の関係がある。この関係を絶対値部分と位相部分とに分
けて書き下すと、 ｜′（ω）｜＝|T（ω）||（ω）｜ ……（14） φ′（ω）＝φ（ω）＋θ（ω） ……（15） が得られる。ここで、（14）式の関係は、前述の不定性
を取り除くことには寄与しない。この一方で、（15）式
の関係により、前述の４通りの不定性を取り除くことが
できる。これが本発明の原理である。

（15）式に基づいて前述の不定性を取り除く手順につ
いて説明する。（15）式中のφ（ω）、φ′（ω）に
は、（10）式および（15）式に示すように、トリビアル
な任意性による任意係数ｐ、ｐ′、ｑおよびｑ′が含ま
れている。これらを除くために、（10）、（11）および
（15）式をｎ（ｎ≧２）回微分した後に、適当な光周波
数ω＝ω_ｉを代入する。これにより、 （dⁿφ/dω^ｎ）（ω_ｉ）＝±（dⁿφ₁/dω^ｎ）（ω_ｉ）
……（10）′ （dⁿφ′/dω^ｎ）（ω_ｉ）＝±（dⁿφ₂/dω^ｎ）
（ω_ｉ） ……（11）′ （dⁿφ′/dω^ｎ）（ω_ｉ）＝（dⁿφ/dω^ｎ）（ω_ｉ） ＋（dⁿθ/dω^ｎ）（ω_ｉ） ……（15）′ が得られる。ここで、 α_ｎ＝（dⁿφ/dω^ｎ）（ω_ｉ） α_ｎ′＝（dⁿφ′/dω^ｎ）（ω_ｉ） β_ｎ＝（dⁿθ/dω^ｎ）（ω_ｉ） と書くと、（15）′式は、 β_ｎ＝−α_ｎ＋α_ｎ′（ｎ≧２） ……（16） となる。これが真の位相の微分に対して成り立つべき関
係であり、時間軸の方向を決定するための方程式とな
る。

（16）式の解が一意に定まることを説明する。ここ
で、 α_1n＝｜（dⁿφ₁/dω^ｎ）（ω_ｉ）｜ α_2n＝｜（dⁿφ₂/dω^ｎ）（ω_ｉ）｜ と書くと、（10）′式および（11）式により、 α_ｎ＝±α_1n、α_ｎ′＝±α_2n となる。これを（16）式に代入すると、 β_ｎ＝±α_1n±α_2n（複号任意、ｎ≧２） となる。複号が任意であることから、この式は、 β_ｎ＝±｜α_1n±α_2n|（複号任意、ｎ≧２） ……（17） と等価である。

β≠０である限り、（17）式を満たす複号の組み合わ
せは一意に定まる。なぜなら、β_ｎの正負により最初の
複号を決定でき、その値の大小により第二の符号が決定
できる。ｎ≧２なるすべてのｎについてβ_ｎ＝０となる
と、複号の組み合わせを決定できなくなるが、その場合
に対応するのは真空の場合、すなわち分散媒質31を用い
ない場合である。したがって、分散媒質31として任意の
物質を使用し、時間反転についての不定性を完全に取り
除くことができる。

実用的には、分散媒質31としてβ_２≠０のものを用
い、ｎ＝２とした（16）式から複号を決定するだけで十
分である。より高次の項を用いてクロスチェックを行う
こともできる。β_２は媒質の群速度分散に比例する。し
たがって、分散媒質31として零分散波長付近の光ファイ
バを使用する場合には、β_２が小さいので、ｎ＝３以降
についての式を用いる。

特別の場合として、光パルスが線形の瞬間周波数変化
（チャーピング）を示す場合には、上述のフーリエ変換
を含む手順を用いなくても、分散媒質31を通過した場合
と通過しない場合とのパルスの時間幅の変化から時間軸
の方向を決定できる。これについて以下に説明する。

光パルスの瞬間周波数ｆ（ｔ）は、光パルス電場の複
素振幅Ｅ（ｔ）の位相を時間微分して−１を乗じ、さら
にこれを２πで割ることにより得られる。この瞬間周波
数ｆ（ｔ）は、時間波長λ（ｔ）との間に、 λ（ｔ）＝c/f（ｔ） （ｃは真空中の光速度） の関係がある。

ここで、光パルスの瞬間周波数が時間とともに直線的
に増加するとき、「パルスが正にリニアチャープしてい
る」という。また、直線的に減少するとき、「負にリニ
アチャープしている」という。リニアチャープの正負が
判定できれば、時間軸の方向を決定できる。

このために、分散媒質31による群速度分散を利用す
る。正の群速度分散を示す媒質中を光が伝搬するとき、
周波数の高い（波長の短い）光は、周波数の低い）光に
比べて伝搬速度が小さい。負の群速度分散を示す媒質中
では、逆に、周波数の高い光の伝搬速度が大きい。そこ
で、もし、分散媒質31として群速度分散が正の物質を用
い、この分散媒質31の入射パルスが負にリニアチャープ
していると、分散媒質31を伝搬するうちに、パルス後端
の周波数の低い部分が前端の周波数の高い部分に追いつ
き、その結果、パルスの時間幅が短くなる。これに対し
て、入射パルスが正にリニアチャープしていると、分散
媒質31を通過したときのパルス幅が増大する。

このようにして、分散媒質31の群速度分散の正負と、
この分散媒質31を通過したときのパルスの時間幅の変化
とから、パルス波形の時間軸を決定できる。この方法は
直感的で簡便であるが、パルスのチャープが実質的に線
形である場合には有効である。

第２図は分散媒質31を光路上に挿入しない場合の測定
結果を示す。実線は強度波形を示し、破線は位相波形を
示す。この測定では、被測定光パルスＬとして、モード
同期色素レーザの発生する波長600nmの光パルスを用い
た。

この測定では、互いに時間軸の方向が反転した第２図
（ａ）および第２図（ｂ）の二つのパルス波形が得られ
る。しかし、この段階では両者のうちのどちらが真のパ
ルス波形であるかを決定できない。

第３図は、同じ光パルスを用い、光路上に分散媒質31
を挿入した場合の測定結果を示す。第２図と同様に、実
線が強度波形を示し、破線が位相波形を示す。分散媒質
31としては、厚さ50mmのBK7ガラスを用いた。

この測定でも同様に、時間軸の方向が反転した第３図
（ａ）および第３図（ｂ）の二つのパルス波形が得ら
れ、どちらが真のパルス波形であるかは確定しない。

そこで、前述の手順により、第２図および第３図に示
したそれぞれのパルス波形の時間軸の方向を判定した。
第２図（ａ）のパルス波形をフーリエ変換し、変換後の
位相の２回微分を計算すると、 α_２＝0.00728 〔ps²〕 であった。同様に、第２図（ｂ）のパルス波形に対して
は、 α_２＝−0.00728 〔ps²〕 であった。第３図（ａ）のパルス波形では、 α_２′＝−0.0106 〔ps²〕 であり、第３図（ｂ）のパルス波形では、 α_２′＝0.0106 〔ps²〕 であった。また、BK7ガラスの屈折率データから、波長6
00nmにおける群速度分散は、 ｎ″＝6.55×10^-5 〔ps²/mm〕 であり、厚さｄが50mmなので、この分散媒質31の群速度
分散が、 β_２＝ｎ″×ｄ＝0.00328 〔ps²〕 と容易に計算される。ここで、（16）式を満たすα_２お
よびα_２′は、それぞれ、 α_２＝0.00728 〔ps²〕 α_２′＝0.0106 〔ps²〕 である。したがって、第２図（ａ）に示したパスル波形
と、第３図（ｂ）に示したパルス波形とが、それぞれ真
のパルス波形であることがわかる。

第４図はこれらのパルス波形を示す。第４図（ａ）
は、BK7ガラスを通過しないときの波形を示し、第４図
（ｂ）は通過したときの波形を示す。第２図および第３
図と同様に、実線が強度波形を示し、破線が位相波形を
示す。

以上の実施例では、分散媒質31としてBK7ガラスを用
いた例を示したが、適当な大きさの群速度分散、または
これより高次の分散を示す媒質、例えば光ファイバ、セ
ルに入れた液体その他を用いても本発明を同様にでき
る。また、ファブリペローエタロン、回折格子その他の
人工的に分散特性を設定できる素子を使用しても本発明
を同様に実施できる。さらに、光パルスを通過させるの
ではなく、表面で反射させる媒質、例えば誘電体蒸着
膜、ジールトゥルノワ干渉計を用いても本発明を同様に
実施できる。

また、光パルス測定器33として、従来からの各種の測
定方法を組み合わせても本発明を同様に実施できる。

〔発明の効果 以上説明したように、本発明の光パルス測定装置は、
従来の測定方法では不可能であった短光パルスの時間軸
の方向を決定できる。これにより、 （１） 光パルスを用いた超高速時間分解測定に利用し
て、パルス自体の厳密な評価が可能となり、測定の精度
を大幅に向上でき、 （２） 光パルスによる信号伝送に利用して、伝送容量
の制限要因であるパルスの強度波形および位相波形を精
密に測定でき、パルスの最適制御や、各種の非線形効果
を利用する伝送方式における実験的評価の高精度化に利
用できる 効果がある。

【図面の簡単な説明】

第１図は本発明実施例光パルス測定装置のブロック構成
図。 第２図は光路上に分散媒質を挿入しない場合の光パルス
の強度波形および位相波形の測定結果を示す図。 第３図は光路上に分散媒質を挿入した場合の光パルスの
強度波形および位相波形の測定結果を示す図。 第４図は真の強度波形および位相波形を示す図。 第５図は従来例光パルス測定装置のブロック構成図。 １、24……ビーム・スプリッタ、２……固定プリズム、
３……可動プリズム、４……移動台、５、６……レン
ズ、７……非線形結晶、８、30……光学フィルタ、９、
28……光検出器、10、29……前置増幅器、11……光源、
12……反射鏡、17……波形記憶装置、18……コンピュー
タ、19……1/8波長板、20……偏光ビーム・スプリッ
タ、21、22……光検出器、23……トリガ信号発生器、31
……分散媒質、32……切替器、33……光パルス測定器。

Claims (1)

(57)【特許請求の範囲】
1. 【請求項１】被測定光パルスの自己相関波形を測定する
   測定手段と、 この測定手段の出力により被測定光パルスの波形を演算
   により求める演算手段と を備えた光パルス測定装置において、 上記測定手段は、被測定光パルスの入射光路に波長分散
   特性が既知の媒質を挿入した状態と、この媒質を挿入し
   ていない状態とについて、それぞれ自己相関波形を測定
   する手段を含み、 上記演算手段は、二つの自己相関波形から被測定光パル
   スの波形の時間軸の方向を求める手段を含む ことを特徴とする光パルス測定装置。