JPH02134543A - 分散測定方法およびその装置 - Google Patents

Abstract

(57)【要約】本公報は電子出願前の出願データであるた
め要約のデータは記録されません。

Description

【発明の詳細な説明】 ［産業上の利用分野］ 本発明は、分散測定方法およびその装置に関し、特にピ
コ秒以下の時間幅の光パルスを発生する超短光パスル光
源またはその光パルスを伝達する光路を構成する光学部
品の各々、または光学部品の集合体の波長分散特性を高
精度に測定する分散測定方法およびその装置に関する。

［従来の技術］ 近年、ピコ秒以下の時間幅の光パルスの発生技術の開発
が盛んに進められている。その結果、時間幅の短いパル
スの発生または伝達に際しては、その発生または伝達に
使用する光学部品、またその光学部品の集合体である光
学路の波長分散特性がパルスの形状に大きく影響するこ
とが明らかになってきた。すなわち、例えば、波長分散
特性が急激に変化するような光学路を短い時間幅の光パ
ルスが通過すると、波形が著しく変形を受けるというよ
うな現象が起き、また波長分散特性が急激に変化する光
学部品を用いたのでは、時間幅の短い光パルスの発生自
体がそもそも困難であるというような問題がありた。こ
れらの不具合を防ぐためには、上記の波長分散特性を最
小に抑える必要があり、このような波長分散特性の制御
のためにも、高精度の波長分散特性の測定方法およびそ
の装置の開発が強く望まれる状況にあった。

ところで、時間幅の短い光パルスの変形に直接関与する
のは、光学部品またはこの光学部品の集合体である光学
路（以下、これらを総称して光学媒質と記述する）の波
長分散特性のうちでも、群速度分散と呼ばれる部分であ
る、短光パルスが光学媒質を通過する際に光信号の伝播
速度（群速度）が光の波長ごとに異なると、この光学媒
質の通過に要する時間、いわゆる群遅延時間が波長に依
存するようになる。ここで、例えば、群遅延時間が長波
長はど短い光学媒質を光パルスが通過する場合を著える
と、その通過後にはパルス中の短波長成分が相対的に長
波長成分に対して遅れることになり、結果的にパルスの
時間幅が広がってしまうことになる。これが群速度分散
によるパルスの変形の直観的な説明である。

光の角周波数ω（波長λとの間にω＝２πＣ／λの関係
があり、Ｃは真空中の光速度である）に対する光学媒質
の波長分散特性の位相をθ（ω）とするとき、群遅延時
間τ（ω）、群速度分散Ｄ（ω）は各々次式のように表
わされる。

τ（ω）＝ｄθ（ω）／ｄω　　　　・・・（１）Ｄ（
ω）＝ｄτ（ω）／ｄω　　　　・・・（２）そして、
例えば、一定の群速度分散りを持つ光学媒質において、
パルス幅Ｔのガウス型のパルスの光学媒質通過後のパル
ス幅は、 Ｔ（１◆４　（Ｄ　／　Ｔ　’）　’）　”’に広がる
ことが知られている。これから明らかなように、パルス
の広がりを抑えるためには、Ｄ＝０、す、なわち光学媒
質の群速度分散りをゼロにすることが必要である。

さて、（２）式により、群遅延時間で（ω）を測定すれ
ば、その微分を取ることにより群速度分散りを知ること
ができ、この原理に基づく群速度分散測定方法が第３図
に示すように提案されていた。なお、この従来の測定方
法に関する文献は例えば０ｐｔｉｃｓ　Ｌｅｔｔｅｒ誌
第１３巻頁５７４〜５７６に見い出される。次に、第３
図を参照してこの従来の測定方法についての１！要を説
明する。従来では、光学媒質の群遅延時間を干渉計を用
いて次のようにして測定している。すなわち、白色光源
１から発生する光をレンズ２により平行光束に変換し、
この平行光束を半透鏡３、固定鏡６、補正板４および可
動鏡５から構成されるマイケルソン干渉計に入射する。

被測定光学媒質７はマイケルソン干渉計の腕の一方、す
なわち半透鏡３と固定鏡６間の光路中に挿入されている
。マイケルソン干渉計を出射した光から可変光学フィル
タ８により特定の波長帯域を抽出し、その特定の波長帯
域の光強度を光検出器９により測定する。

上記のマイケルソン干渉計の両方の腕の間の相対的光路
長差を可動鏡５の移動により変化させると、光検出器９
の出力信号には光の干渉現象に起因する振動が現われる
。マイケルソン干渉計の両方の腕の間の相対的光路長差
を光速度Ｃで除した数値を干渉計の遅延時間差と称し、
上記の振動（干渉信号）の振幅が最大となる遅延時間差
を求め、その値を被測定光学媒質の群遅延時間と見做す
。そして、可変光学フィルタ８の中心波長を次々と変化
させつつ上記の測定を繰り返すことにより、各波長に対
する遅延時間差を球めていく。

このような従来の群速度分散測定方法による測定結果の
典型例を第４図に示す、同図中には、可変光学フィルタ
８の中心波長を７０Ｏｎ１１．６００ｎａ＋および５０
０ｎｍに設定した場合の干渉信号が表示されている。各
々の干渉信号が最大となる遅延時間を滑らかに結んだ線
（太線）が各波長に対する群遅延時間である。

［発明が解決しようとする課題１ しかしながら、上述の従来の測定方法には次のような解
決すべき課題があった。

まず、上述の従来方法では、干渉信号が最大となる遅延
時間差が、測定しようとする被測定光学媒質７の群遅延
時間に常に正しく一致するのは、被測定光学媒質７の透
過特性 Ｔ　（（Ｌｌ）　−ｌ　Ｔ　（（Ｌ））　ｌ　ｅｘｐ［
ｉｏ（ω）］（但し、ｉは虚数単位）　　　　　・・・
（３）に対し、以下の条件を満たされる場合に限られる
。すなわち、可変光学フィルタ８の中心波長ω０、透過
帯域幅Δに対し、 Ｔ（ω）１タ一定　　　　　　　　・・・（４）θ（ω
）穴θ（ω。）＋（ω−ω０）τ（ω。）（但し、１ω
−ω。１くΔ）　　　・・・（５）が成立することを条
件とする。（４）式の条件は、被測定光学媒質７の吸収
（透過特性）がフィルタ８の帯域幅中で変化しないこと
を要請するものである。続く、（５）式の条件は可変光
学フィルタ８の帯域中での被測定光学媒質７の位相Ｄ（
ω）の変化は、すべて測定しようとしている群遅延時間
で（ω０）に起因すると見做せることを意味する。

即ち、別の言い方をすると、より高次（ωについて２次
以上）の項が無視できるほど、上記の位相変化が小さい
ことが要請されているのである。解析学の教えるところ
によれば、被測定光学媒質７の透過特性ＩＴ（ω）１お
よび位相特性θ（ω）が連続的に変化しさえすれば（こ
れは自然界で一般に満たされる）、フィルタ８の透過帯
域幅Δを十分に小さく取れば、常に上の２条件を満足す
ることは可能である。ところが、以下に述べるところに
より透過帯域幅Δを必要以上に小さく取ることは望まし
くない。

第４図のような干渉信号の振幅が最大となる遅延時間を
高精度に求めるには、干渉信号の包路線の幅が狭いほう
が有利である。ところが、その包絡線の幅は、上記のフ
ィルタ８の透過帯域幅Δに反比例することが、同図から
すぐにわかる。従って、測定精度の観点からは、透過帯
域幅Δを大きく取ることが必要である。かくして従来の
測定方法では、測定法の原理的妥当性を保つために、透
過帯域幅Δを小さく取る必要がある一方、測定精度を高
くするためには透過帯域幅Δを大きくするのが望ましい
という、透過帯域幅Δの大きさについての相反する要請
が生じることになる。

従来の測定技術ではこの相反する両要請の妥協点として
、最適の透過帯域幅Δを決めようとしていたが、ここで
問題となるのは第一の要請の内容に被測定量で（光学媒
質の群遅延時間）自体が含まれていることであった。す
なわち、被測定光学媒質７での群遅延時間での変化が激
しい波長では、相対的にフィルタ８の透過帯域幅Δは狭
く取るのか望ましいが、測定に先立ってどうしてこのよ
うな最適化が可能であろうかが疑問となる。なぜなら、
ある波長での被測定光学媒質７の群遅延時間τ（ω）の
変化が激しいか否かはその測定を待って始めて明らかに
なるからである。

従って、従来方法において厳密な透過帯域幅Δの最適化
を行うことは非現実的であり、その結果として測定精度
に多少の犠牲を払い、安全を見込んで小さめに設定した
透過帯域幅Δをもって、全波長の分散特性の測定を行な
わざるを得なかった。ところが時として、被測定光学媒
質７の群遅延時間τ（ω）の変化が上記の見込み以上に
激しい箇所があると、例えば、第５図に示すような干渉
信号が得られてしまうことになった。すなわち、第５図
の波長６００ｒ＋ｍの場合をみると、干渉信号は単峰性
ですらなく、字義通り振幅の最大点を与える遅延時間を
強引に求めても、波長６００ｎｍの群遅延時間は得られ
ないわけである。そこで、本例では、フィルタ８の透過
帯域幅をより狭く設定し直したうえで、波長ＧＱＯｎｍ
付近の再測定が必要ということになる。

上述したようにこの従来の測定方法では、可変光学フィ
ルタ８の透過帯域幅の設定を、被測定光学媒質７の特性
に応じて変化させるという、見通しの悪いやっかいな手
続きを免れられない。このため時として、第５図の例に
見られるように、再測定が必要となっていた。ただでさ
え、測定波長点ごとに干渉計の遅延時間の掃引が必要な
うえ、かくのごとき再測定まで必要とされるとあっては
、この従来の測定方法は迅速性を欠くものと言わざるを
得ない。さらに、測定が上首尾になされる場合には、必
ず、広い幅を有する干渉信号の包絡線の判然としにくい
最大点の、その広い幅に比して微小なシフト（曲線）か
ら群遅延時間を測定するということになっていた。この
ため、従来の測定方法およびその装置で高い精度の測定
データを得ることは極めて困難であった。

本発明の目的は、上述の問題点に鑑み、上述の非迅速性
と低精度の両方を解決した分散測定方法およびその装置
を提供することにある。

［課題を解決するための手段］ かかる目的を達成するため、本発明は、白色光源から発
生する光を平行光束にし、平行光束を半透鏡によって第
１および第２の光束に分岐し、第１の光束は被測定分散
光学媒質を通過した後に固定鏡で反射し、再び被測定分
散光学媒質を通過して半透鏡に戻る第１の光路を辿り、
第２の光束は可動鏡で反射して再び前記半透鏡に戻る第
２光路を辿り、半透鏡に戻った第１および第２の光束を
合波して生じる干渉光の強度を光検出器によって電圧値
に変換して測定する分散測定方法において、可動鏡の位
置を第２の光路に平行に一方向に移動させつつ、第１の
光路と第２の光路の間の相対的光路長差が一定量変化す
る毎に、光検出器の出力圧力値を時系列的に記録し、記
録したデータをフーリエ変換して得られる周波数領域で
の位相情報から、被測定分散光学媒質の波長分散特性を
測定することを特徴とする。

また、上記目的を達成するため、本発明は、白色光源か
ら発生する光を平行光束にし、平行光束を半透鏡によっ
て第１および第２の光束に分岐し、第１の光束は被測定
分散光学媒質を通過した後に固定鏡で反射し、再び被測
定分散光学媒質を通過して半透鏡に戻る第１の光路を辿
り、第２の光束は可動鏡で反射して再び前記半透鏡に戻
る第２光路を辿り、半透鏡に戻った第１および第２の光
束を合波して生じる干渉光の強度を光検出器によって電
圧値に変換して測定する分散測定装置において、可動鏡
の位置を第２の光路に平行に一方向に移動させる移動手
段と、可動鏡の８動に応じて、第１の光路と第２の光路
間の相対的光路長差が一定量変化するのを測定する測定
手段と、測定手段から相対的な光路長差が一定量変化す
る毎に出力されるトリガ信号に同期して、検出器の出力
電圧値を時系列的に記憶する記憶手段と、記憶手段に記
憶されたデータをフーリエ変換し、フーリエ変換して得
られる周波数領域での位相情報から、被測定分散光学媒
質の波長分散特性を測定する演算手段とを具備したこと
を特徴とする。

［作　用］ 本発明は、白色光源から発生する光を平行光束にし、上
記の平行光束を被測定分散光学媒質を片方の腕に挿入し
たマイケルソン干渉計に上記の平行光束を入射して生じ
た干渉光の強度を光検出器によって電圧値に変換して測
定する分散光測定方法およびその装置において、マイケ
ルソン干渉計の相対的光路長差が一定量変化する毎に上
記の光検出器の出力電圧値を逐一時系列的に記録し、こ
の記録データをフーリエ変換して得られる周波数領域で
の位相情報から、被測定分散光学媒質の波長分散特性を
測定するようにしたので、被測定分散光学媒質の分散特
性を必要な全波長にわたって迅速かつ高精度に測定する
ことが可能となる。

［実施例］ 以下、図面を参照して本発明の実施例を詳細に説明する
。

Ａ、原理説明（基本構成を含む） まず、上述した従来の測定技術での問題点は、そもそも
何に起因するのか。この点につき、本出願の発明者が鋭
意検討した結果、上記の問題点は観測される干渉信号の
振幅の絶対値（包絡線）のみに注目して、この干渉信号
の位相に含まれる情報を使うことなく捨て去っていたこ
とに起因するものであることを突き止めた。これを理解
するために、従来方法で可変光学フィルタの透過帯域幅
を無限に狭くした場合を考えてみよう。この時には、干
渉信号の振幅は至る所で一定となり、明らかに従来の測
定方法では何の情報も得られない。

しかし、この場合においても干渉信号には被測定光学媒
質の位相時性分だけの位相ずれが生じているわけで、こ
の位相ずれを検出することが出来れば、かかる波長にお
ける被測定光学媒質の位相特性が測定可能となることが
わかる。そして、このような測定を波長を変えつつ行な
い、各波長におけろ位相特性の変化率（微分）を検出す
れば、上記（１）により被測定光学媒質の各波長におけ
る群遅延時間を得ることができるのは明らかである。

このことから判明することは、被測定光学媒質の位相特
性が、本来、干渉信号の位相に最も反映されるという事
実である。すでに前述したように、従来の測定方法では
、個別の波長についてそれぞれ得られる可変光学フィル
タの帯域幅にわたってすべて重畳してできた干渉信号の
包絡線を基にして、間接的に個別の干渉信号間の位相差
を推定して群遅延時間を測定していたのに他ならない。

この推定を正しく行なう条件が上式（４）、　（５）％
式％ 一方、本発明のように、干渉信号の位相を直接測定する
場合にあフては、上式（４）、　（Ｓ）のような被測定
光学媒質の位相特性に依存するような条件は原理的に存
在せず、そのため従来例での問題点は生じないこととな
る。

第１図は、本発明の実施例の基本構成を示す。

同図において、１９は光検出器９からの出力信号の波形
を記憶する波形記憶装置、およびＩＯは波形記憶装置１
９に記憶された波形データを解析する計算機である。

第１図に示すように、白色光源１から発生する白色光は
レンズ（コリメータ）２により平行光束に変換され、半
透鏡３、固定鏡６、補正板４および可動鏡５から構成さ
れるマイケルソン干渉計に入射する。被測定光学媒質７
はマイケルソン干渉計の腕の一方に挿入されている。マ
イケルソン干渉計を出射した光の強度を光検出器９によ
り測定する。マイケルソン干渉計の両方の腕の間の相対
的光路長差を可動鏡５の移動により変化させると、光検
出器９の出力信号には光の干渉現象に起因する振動が現
われる。この出力信号を波形記憶装置１９に逐一記憶す
る。

しかる後、波形記憶装置１９に記録された信号の波形を
計算機ｌＯによりフーリエ解析する。この解析の結果と
して得られた光の角周波数毎の位相（フーリエ成分の位
相）が被測定光学媒質７の位相特性を与える。なすわち
、角周波数と波長の間は既に説明した一定の関係（ω＝
２πＣ／λ）で結ばれているので、その測定位相により
波長分散特性が得られたことになる。

以上の測定手続きによって、光学媒質の位相特性がいか
に高精度に得られるかを詳しく説明する前に、本発明の
測定と従来例の差異につき説明する。まず−見して、本
発明では従来法にあった可変光学フィルタ８（第３図の
参照）が使用されていないことが分る。しかし、全体の
外観が似ているから本発明は従来法の一部であると理解
するとしたらそれは全くの誤りである。従来法において
は、その可変光学フィルタ８は欠くべからざる必須構成
要素であるのに対し、本発明ではこのフィルタ８は全く
不用のものでり、むしろ存在してはならないものである
。なぜなら、前述したごとく、本発明では全部の波長に
対する測定を一回の干渉計の掃引のうちに終了する。従
って、もし、本発明において何らかのフィルタが用いら
れると、−回の干渉計の掃引によって得られる位相特性
が当該フィルタの透過帯域内の波長に対するものに制限
されてしまい、本発明の利点を減殺するものとなるから
である。

これは、本発明では干渉信号を位相を含めて検出するこ
とを原理としているのに対し、従来法では干渉（８号の
振幅（包絡線）のみが用いられていたことによる。この
ため、本発明では干渉信号を逐一記録するのに対し、従
来法では干渉信号の振幅変化だけを記録すれば、即ち包
絡線だけを観察すれば、原理的に十分であった。要する
に、これら両方式の根本的な相違点は、被測定光学媒質
の位相特性を直接測定する本発明に対し、従来法では位
相特性の微分である群遅延時間（上式（１）を参照）が
直接測定量とされていることに存するものである。

次いて、本発明の原理を更に詳述する。

今、マイケルソン干渉計の遅延時間差の掃引を−Ｔから
Ｔまで行ない（第１図で可動鏡５を後退する）、その掃
引中の時間刻みΔＴ（なお、相対的光路長差で表現する
には、このΔＴに光速塵を乗ずればよい）ごとに干渉信
号を逐一採取するとすると、その採取された干渉信号の
データ点数ＮはＮ＝２Ｔ／ΔＴとなる。この信号データ
を計算機１０によりフーリエ変換すると、周知のサンプ
リング定理により、角周波数の刻みΔω＝π／（２Ｔ）
をもって、ω＝０からω＝π／ΔＴまでＮ／２個のフー
リエ成分に分解される。ここで現われた角周波数ωの上
端ω８は、良く知られたナイキスト周波数を角周波数の
形に表わしたものである。この上端ωＮは、被測定光学
媒質７の位相特性をある波長域で測定しようとした時に
は、その測定波長域の短波長端λ５に対応する光の角周
波数ω、＝２πＣ／λ、よりも大きいこと（ω８〉ωＬ
）が必要である。

さて、被測定光学媒質７がない場合の干渉信号をフーリ
エ変換したものは、光源１を発した先のスペクトルＵ（
ω）に等しい。ここで、このスペクトルＵ（ω）は常に
正の実数であることに注意されたい。即ち、被測定光学
媒質７のない場合（ブランクサンプルとも呼ばれる）、
干渉信号のフーリエ変換結果の複素数としての位相は必
ずＯである。

次に、ここで上式（３）で示した透過特性Ｔ　　（ω　
）　　＝　　Ｉ　　Ｔ　　（（ＩＪ）　　　ｌ　　Ｘｅ
ｘｐ［ｉ　　ｏ　（ω）］ノン皮測定光学媒質７がマイ
ケルソン干渉計の腕の一方に挿入された場合には、上記
のフーリエ変換結果はＴ（ω）Ｕ（ω）となるので、こ
の結果の複素数としての位相はＴ（ω）の位相にＵ（ω
）の位相を加えたものに等しい。しかし、このＴ（ω）
の位相はθ（ω）であり、一方上述のととくＵ（ω）の
位相はＯであるので、上記のフーリエ変換結果の位相は
正しく被測定光学課’［７の位相特性θ（ω）に等しく
なる。かくして、フーリエ変換の結果の位相が、直接、
被測定光学媒質７の位相特性を与えることになる。なお
、この段での説明では、フーリエ変換の結果を恰も連続
変数関数のように扱っているが、前段に述べたようにフ
ーリエ変換により実際に得られる結果は角周波数の刻み
Δωの間隔での離散的な周波数についての値である。だ
が、その場合でも、被測定光学媒質７の位相特性がΔω
の間隔での離散的な角周波数について求まると読み換え
れば、本設の説明がそのまま適用され得る。また、角周
波数の刻みΔωの値はデータ点数Ｎに反比例するので、
マイケルソン干渉計での掃引範囲（可動鏡５の移動範囲
）を大きくしてデータ点数Ｎを増やせば、いくらでも細
かい（角）周波数刻みをもって被測定光学媒質７の位相
特性を求めることが可能である。

一方、良く知られているように、離散データ（標本化デ
ータとも呼はれる）のフーリエ変換では原信号中にナイ
キスト周波数を越える周波数成分が存在すると、その周
波数成分が折り返されてナイキスト周波数以下の部分と
重なフてしまう。

この現象を一般に折り返しくａｌｉａｓｉｎｇ　：エイ
リアシング）と呼ぶ。従って、この現象が生ずると上記
の論理が成り立たず、正しい測定が行なわれない。この
不具合を避けるに２つの方法が考えられる。その、第１
は、光源１の直後にナイキスト周波数以上のくより短波
長の）光成分を阻止する光学フィルタを挿入する方法で
ある。その第２は、干渉信号を光検出器９から採取する
際の遅延時間の刻みΔＴを十分に小さくすることにより
、ナイキスト周波数を、光源１の持つ光成分、または光
検出器９の感度域、または半透鏡３のガラスの透過域よ
りも高く（すなわち、より短波長に）設定する方法であ
る。これら２つの方法は実は本質的には同じものであり
、後述するようにこれらの２方法をまとめて分岐光路以
外の何処かにおいて光の帯域の制限を行なわせることが
できる。ここで、この分岐光路とは光源１からの光が半
透鏡３で分岐された後、分岐された２光束が再び半透鏡
３上に戻り、−光束に合波されるまでにたどる光路を言
うこととする。

上記の分岐光路上で合波されるまでの両光束に対して等
しくない影響が加わると、本発明の方法では、その影響
がすべて被測定光学媒質７に起因すると認識される。従
って、上記の光の帯域制限は分岐光路上で行なわれるべ
きではない。また、現実に存在するいかなる波長制限手
段を用いても、分岐光路内で光の帯域制限を実行しよう
としてマイケルソン干渉計の両方の腕に均等に影響を与
えるように、各々個別の素子を挿入したとしても、本発
明の測定方法の感度を越えて十分に相等しい影響を、分
岐光路の各々に挿入した個別の素子が与えるとは期待し
がたいからである。

既に説明したように本発明では、被測定光学媒質７の位
相特性の測定波長域の短波長端λＬに対して、 ΔＴくλＬ／（２ｃ） （但し、Ｃは光速度）　　　　　・・・（６）を満たす
一定の遅延時間間隔ΔＴおきに、干渉信号を測定するこ
とが必要である。上式（６）は、ナイキスト（角）周波
数についての既述の条件ωＮ〉ω、から導かれる。マイ
ケルソン干渉計の遅延時間差は、分岐光路での光路長差
を比較速度Ｃで除したものなので、この遅延時間間隔を
光路長差の刻みΔＴに換算すると、次式（７）の条件Δ
しくλＬ　／　２　　　　　　　　　　・・・（７）が
導かれる。上式（７）により、例えば被測定光学媒質７
の分散特性を波長５０Ｑｎｍ以上の波長で測定する場合
では、少なくとも２５０ｒｖよりも細かい光路長差の刻
みで測定を行なうことが必要であることがわかる。この
ためには、最低数＋ｎ＋ｍの精度で干渉側の光路長差を
測定することが不可欠である。

高精度な光路長差測定を実現するために、以下の方法が
考えられる。

第１の方法は、既に世上広く用いられている２周波Ｈｅ
−Ｎｅ安定化レーザを利用する測長方法である。この測
長方法では分解能５〜ｌＯｎ園が達成されているので、
この技術を適用すれば本発明の必要とする精度の光路長
差の測定が実現できる。ただし、この測長方法ではマイ
ケルソン干渉計内の半透鏡３に特殊な偏光特性が要求さ
れるので、むしろ次の第２の測長方法が有利である。

第２の方法では、長さの基準光源に直線偏光の単色レー
ザ光源、例えばＨｅ−Ｎｅレーザを用いる。

そして、マイケルソン干渉計の片方の腕においてこの直
線偏光を円偏光に変換し、生じた干渉光を偏光を分離し
て測定することにより、互いに９０度の位相差を有する
２つの干渉信号を得る。この干渉信号を用いれば、基準
光源の波長の５０分の１以上の測長分解能が容易に達成
されるようになる。

その他、上記の円偏光変換手段を用いずに、単一の干渉
信号に対して位相ロックループ（ＰＬＬ）の回路を使用
して高分解能を得ることもできる。ただし、この第３の
方法では、マイケルソン干渉計の掃引速度について、そ
れ以外の方法に比して高い均一性が要求される。マイケ
ルソン干渉計の光路長差の測定方法としては、以上例示
した３つの方法の他に、本発明の目的を逸脱しない範囲
で任意の方法を用いることができることは言うまでもな
い。

Ｂ、具体的実施例 以上で本発明の詳細な説明を終え、次に第２図を参照し
て本発明のさらに具体的な実施例について詳述する。

本実施例でのマイケルソン干渉計は、キューブビームス
プリッタ２０．可動鏡５．固定鏡６から構成される。キ
ューブビームスプリッタ２０においては透過光と反射光
の通過するガラスの厚みが常に相等しいので、第１図に
おける補正板４が不用となる。マイケルソン干渉計の腕
の一方の固定鏡６側に被測定光学媒質（被測定分散光学
媒質）７が挿入される。

また、同図において、１１は直線偏光の単色レーザ光源
である例えばＨｅ−Ｎｅ　レーザ、１２はレーザ１１か
ら出射した直線偏光のビームをキューブビームスプリッ
タ２０の方向へ反射する反射鏡、１３は反射ｆｉ１２を
経てキューブビームスプリッタ２０で反射した直線偏光
を円偏光に変換するための８分の１波長板である。１４
はマイケルソン干渉計から出射する上記の被測定光学媒
質７を通った直線偏光と８分の１波長板１３からの円偏
光の合波した干渉光を直角方向に反射する反射鏡、１５
は反射鏡１４で反射された干渉光を各偏光成分に分離す
る偏光ビームスプリッタである。１６および１７はそれ
ぞれ偏光ビームスプリッタ１５で分離された各々の偏光
成分の干渉光の光強度を検出する光検出器である。１８
は光検出器１６．１７から出力する互いに９０度の位相
差を有する２つの干渉信号を基にして、干渉計光路長差
が所定単位変化する毎にトリガ信号を発するトリガ発生
器である。波形記憶装置１９はトリガ発生器１８からの
トリガ信号に同期して光検出器９の出力信号のレベル値
（出力電圧値）を取り込み、記憶する。

以上の構成において、白色光源１としては、例としてキ
セノン放電管を用い、３２０ｎｍに波長の下限を有する
滑らかなスペクトルの光を得た場合を具体的に考えて見
よう。キセノン放電管１から発生される光のスペクトル
は４００ｎｍ〜８００ｎｍにわたって平坦であり、８０
０ｎｍ〜１１０００ｎの範囲に鋭い線スペクトルが数本
見られる。しかし、この範囲でもスペクトル強度が零と
なる波長は存在せず、本実施例の測定に支障は与えない
。さらに、長波長側のスペクトルの裾は１５００ｎｍ以
上まで延びている。一方、マイケルソン干渉計から出射
後の白色光を測定する光検出器９にはシリコン光検出器
の利用が推奨される。このシリコン光検出器９によりそ
の白色光の光強度を電圧値に変換して測定する。この光
検出器９の感度領域は３００ｎｎ　ｘｌｌｏｏｎｍにわ
たっている。

以上の光源１と光検出器９の特性の組み合わせにより、
本実施例では被測定光学媒質７の分散特性を３２０ｎｍ
〜１ｌ１００ｎにわたって一挙に測定することができる
ようになる。現在の極短光パルス発生光源の波長域は一
般に概ね４５０ｎｎ＋以上なので、この波長域の光に用
いられる光学媒質の特性は４００ｎｍ近辺の波長以上で
知れれば良く、この波長下限は十分にこの実用上の要求
を満たしている。一方、上記の上限１１００ｎｎ＋より
も長波長の分散特性の測定が必要な場合には、光検出器
９として例えばゲルマニウム光検出器を用いれば良い、
このように、光源１および光検出器９に起因する帯域制
限により波長３２０ｎｍ以下の光による干渉信号は検出
器９の電圧信号出力には現われないので、本発明の詳細
な説明の項Ａで論述した折り返し現象を防ぐためには、
１６０ｎ急未満の干渉計光路長差の刻みで、干渉信号の
測定を行えば良い。

この先路長差刻みを高精度に達成するための測長法とし
て、本実施例では、本発明の詳細な説明の項Ａで述べた
第２の測長法を採用している。長さの基準光源には波長
６３２．８ｎｍで発振する直線偏光Ｈｅ−Ｎｅレーザ１
１を用いる。測長範囲はせいぜい数ｎ［ｌＩ以下なので
、このレーザ１１は波長の安定化されいていないもので
も十分である。レーザ１１からのレーザ光は紙面に４５
度方向に直線偏光しており、反射［１２により上記の白
色光と平行にマイケルソン干渉計に入射する。木レーザ
光は干渉計中の被測定光学媒質７を白色光同様に通過す
る。この構成は原理的な要請ではないが、現実的には被
測定光学媒質７の不可避の振動による光路長差変化を相
殺するために必要である。

レーザ光は、干渉計の被測定光学媒質７の挿入されてい
ないほうの腕において、８分の１波長板１３を通過する
。そして、可動鏡５での反射前後の計２回の８分の１波
長板１３を通過することにより、４分の１波長板の通過
と等価な効果が生じ、直線偏光が円偏光に変換される。

干渉計を出射したレーザ光は反射鏡１４を経て、偏光ビ
ームスプリッタ１５に入射し、紙面に垂直な偏光成分と
紙面に水平な成分とに分離され、個別の光検出器１６．
１７により各成分の光強度が電圧値に変換される。この
２つの電圧信号がトリガ発生器１８に人力する。

トリガ発生器１８は上記の２つの電圧４ｇ号から、干渉
計光路長差が６３２．８ｎｍ／４　、即ち１５８．２ｎ
ｍ変化する毎に１発のトリガ電圧パルスを発生するよう
に構成されている。このトリガ電圧パルスは波形記憶装
置１９に供給され、波形記憶装置１９はトリガ電圧パル
スの加わった時刻の光検出器９の出力電圧値を順次記憶
する。波形記憶装置１９には、記憶された電圧信号値を
読み出して、前述したようなフーリエ変換の計算を行な
う計算機１０が接続されている。

第４図に示す本実施例の分散測定装置の全体の動作を次
に述べる。

まず、可動鏡５を、干渉計光路長差が測定しようとする
光路長差の下限に等しくなる位置まで前進させる。ここ
で、波形記憶装置１９の記憶を消去して、データ書き込
み位置を波形記憶装置１９の先頭番地にリセットする。

次に、可動鏡５を緩慢に退避すると、干渉計光路長差が
１５８．２ｎｍ変化する毎に波形記憶装置１９にトリガ
電圧信号が供給され、光検出器９の出力信号電圧値が波
形記憶装置１９に記憶されていく。ここで、上記の「緩
慢に」とは、トリガ発生器１８から発生されるトリガ信
号の繰り返しに波形記憶装置１９の交換・書き込み動作
が追随できる範囲の掃引速度でとの意味である。例えば
、波形記憶装置１９の変換・書き込み速度が２０ｋ）Ｉ
ｚの場合は、最大可能な干渉計光路長差変化速度は２０
ｋ　ｘ　１５８．２ｎｍ　＝　３．１６４ｍｍ　７秒と
なり、可動鏡５の移動速度は上限はこの半分の１．５８
２ｍｍ　７秒である。この半分にしたのは、可動ｔＪ１
５の表面で光が折り返すため、可動鏡５の移動量の２倍
が光路長変化になるからである。

また、測定に必要な光路長差変化範囲は、測定波長域に
おける被測定光学媒質７の群遅延時間の全変化量の２倍
程度である。例えば、第４図に例示された光学媒質では
、測定波長域を上記の３２０ｎｍ　−１１１００ｎとし
ても群遅延時間の全変化量は１　ｐｓ　（ピコ秒）内外
であり、従って必要な光路長差変化範囲はせいぜい２　
ｐｃＸ　ｃ　＝　０．３ｍｍ（ｃは真空中の光速度）程
度である。この光路長差変化範囲を上記の可動鏡５の移
動速度の上限値（１，５８２ｍ１／秒）をもって掃引す
ると、信号測定に要する時間はわずか０．１秒弱となり
、余裕をもって掃引を遅めにしても１秒以内に信号測定
が容易に完了される。なお、この掃引するための移動機
構としては、公知のものが適用できる。また、この際採
取されるデータ点数Ｎは約４０００点であり、このデー
タのフーリエ変換の計算は計算機１０により２〜３秒で
実行できる。従って、本実施例による測定手順は、全部
で５秒以内に遂行でき、極めて迅速な分離測定が実現さ
れる。最後に、この場合の群遅延時間の測定精度を試算
すると、フーリエ変換の結果はＮ／２＝２０００点の周
波数成分を有するので、この範囲内で群遅延時間が総量
１〜２ｐｓ変化すれば、周波数成分データ点間の平均の
群遅延時間変化は１　ｆｓ　（フェムト秒）となり、こ
れが上記の測定条件における測定精度の目安を与えるも
のとなる。

［発明の効果］ 以上説明したように、本発明によれば、白色光源から発
生する光を平行光束にし、上記の平行光束を被測定分散
光学媒質を片方の腕に挿入したマイケルソン干渉計に上
記の平行光束を入射して生じた干渉光の強度を光検出器
によって電圧値に変換して測定する分散光測定方法およ
びその装置において、マイケルソン干渉計の相対的光路
長差が一定量変化する毎に上記の光検出器の出力電圧値
を逐一時系列的に記録し、この記録データをフーリエ変
換して得られる周波数領域での位相情報から、被測定分
散光学媒質の波長分散特性を測定するようにしたので、
被測定分散光学媒質の分散特性を必要な全波長にわたっ
て迅速かつ高精度に測定することが可能となり、工業的
にも多大な効果が得られる。

【図面の簡単な説明】

第１図は本発明の原理を示す構成図、 第２図は本発明の具体的な実施例の構成を示す構成図、 第３図は従来例の構成図、 第４図および第５図は従来例による測定例を示す特性図
である。 ｌ・・・白色光源、 ２・・・レンズ、 ３・・・半透鏡、 ４・・・補正板、 ５・・・可動鏡、 ６・・・固定鏡、 ７・・・被測定光学媒質、 ８・・・可変光学フィルタ、 ９．１５．１７・・・光検出器、 ｌＯ・・・計算機、 １１−・−１ｉｅ−Ｎｅ　レーザ、 １２．１４・・・反射鏡、 １３・・・８分の１彼長板、 １５・・・偏光ビームスプリッタ、 １８・・・トリガ発生器、 １９・・・波形記憶装置、 ２０・・・キューブビームスプリッタ。 ５可！カタも

Claims (1)

1. 【特許請求の範囲】 １）白色光源から発生する光を平行光束にし、該平行光
   束を半透鏡によって第１および第２の光束に分岐し、該
   第１の光束は被測定分散光学媒質を通過した後に固定鏡
   で反射し、再び被測定分散光学媒質を通過して前記半透
   鏡に戻る第１の光路を辿り、前記第２の光束は可動鏡で
   反射して再び前記半透鏡に戻る第２光路を辿り、該半透
   鏡に戻った前記第１および第２の光束を合波して生じる
   干渉光の強度を光検出器によって電圧値に変換して測定
   する分散測定方法において、 前記可動鏡の位置を前記第２の光路に平行に一方向に移
   動させつつ、前記第１の光路と前記第２の光路の間の相
   対的光路長差が一定量変化する毎に、前記光検出器の出
   力圧力値を時系列的に記録し、 該記録したデータをフーリエ変換して得られる周波数領
   域での位相情報から、前記被測定分散光学媒質の波長分
   散特性を測定することを特徴とする分散測定方法。 ２）白色光源から発生する光を平行光束にし、該平行光
   束を半透鏡によって第１および第２の光束に分岐し、該
   第１の光束は被測定分散光学媒質を通過した後に固定鏡
   で反射し、再び被測定分散光学媒質を通過して前記半透
   鏡に戻る第１の光路を辿り、前記第２の光束は可動鏡で
   反射して再び前記半透鏡に戻る第２光路を辿り、該半透
   鏡に戻った前記第１および第２の光束を合波して生じる
   干渉光の強度を光検出器によって電圧値に変換して測定
   する分散測定装置において、 前記可動鏡の位置を前記第２の光路に平行に一方向に移
   動させる移動手段と、 前記可動鏡の移動に応じて、前記第１の光路と前記第２
   の光路間の相対的光路長差が一定量変化するのを測定す
   る測定手段と、 該測定手段から前記相対的な光路長差が一定量変化する
   毎に出力されるトリガ信号に同期して、前記検出器の出
   力電圧値を時系列的に記憶する記憶手段と、 該記憶手段に記憶されたデータをフーリエ変換し、該フ
   ーリエ変換して得られる周波数領域での位相情報から、
   前記被測定分散光学媒質の波長分散特性を測定する演算
   手段と を具備したことを特徴とする分散測定装置。