JPH03120511A - 光学的パルスコンプレッサ - 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） この発明は、レーザパルスコンプレッション用の光学装
置に関するものである。

（従来の技術） レーザ物理学およびレーザ工学においては、しばしばチ
ャーブトレーザパルス（すなわち周波数変調されたレー
ザパルス）を取扱うことがある。

このパルスは、特にパルスの全持続期間中にその周波数
が時間の関数として単調に、特に直線的に上昇または低
下するようなパルスである。この場合、正チャープは周
波数が高くなることを意味し、負チャープは周波数が低
くなることを意味する。正チャープは、単に非周波数変
調（アンチャーブト）パルスを単に正規の群速度分散を
もったある長さの光学材料中を通過させることによって
、そのパルスから得られる。パルスのより長い波のスペ
クトル成分の光学材料中における群速度は短い波のスペ
クトル成分のそれよりも速いので、短い波のスペクトル
成分は長い波のスペクトル成分に対して遅れ、これによ
ってこのスペクトル成分が通過する光学材料の分散に従
って周波数をパルスの立上り端（パルスの前端）から後
端に向けて上昇させる。今日入手し得るほとんど全ての
レーザパルスで使用される狭い周波数範囲では、最短の
波長成分を除いて、実際上すべての材料の分散曲線は直
線で近似され、その材料中を通過するパルスの周波数は
本質的に時間の線形関数になる。しかしながら、チャー
ピングによって自動的にパルスを引伸ばし、パルスのス
ペクトルと一時的なＦＷＨＭ　（最大値の半分における
全幅：Ｆｕｌｌ　Ｗｉｄｔｈ　ａｔ　Ｈａｌｆ　Ｍａｘ
ｉｓｕｓ）との積は、周波数変調された（チャーブト）
パルスではなく、ある形状をもったパルスについて容易
に計算できる特性値よりも大きく、その値はガウスパル
ス形状について例えば０．４４となる。

負チャープはそれ程容易には得られない、負チャープな
得るためには、異常分散をもった材料中を通過させなけ
ればならないが２今日知られているほとんど全ての異常
分散の場合、同時に吸収も非常に大で、通過するパルス
は極端に減衰する。

しかしながら、Ｉ　Ｅ　Ｅ　Ｅ　　Ｊ、Ｑｕａｎｔ、Ｅ
ｌｅｃｔｒｏｎ、Ｑ　Ｅ−５，４５４−４５８（１９６
９）で、トレーシー氏（Ｅ、Ｂ。

Ｔｒｅａｃｙ）は、アンチャーブ（チャーブされていな
い）レーザ入力パルスに線形負チャープを重畳すること
ができる２つの光学的格子配列を使用することによって
異常分散と同様な効果が得られることを証明することが
できることを示した。さらに重要なことは、適正に調整
されたこのような装置を通過する正確に反対の周波数変
調をもった負チャープによって、正チャーピングを正チ
ャープに対して完全に補償することができ、これによっ
て−時的に圧縮されているが、もはやチャーブされてい
ない出力パルスを発生させることができるということで
ある。このような応用の形態から、この装置は＝般にト
レーシーコンプレッサーと称されている。

近年、２つの研究者グループ、すなわち０．Ｅ。

Ｍａｒｔｉｎｅｚ、Ｊ、　Ｐ、Ｇｏｒｄｏｎ、Ｒ，Ｌ、
Ｆｏｒｋによる“屈折を使用した負群速度分散（Ｎｅｇ
ａｔｉｖｅ　Ｇｒｏｕｐ　ＶｅｌｏｃｉｔｙＤｉｓｐｅ
ｒｓｉｏｎ　Ｕｓｉｎｇ　Ｒｅｆｒａｃｔｉｏｎ）”、
　Ｊ、Ｏｐｔ、Ａｓ、ＡＩ。

１００３　（１９８４）において、またＺ、Ｓ、Ｂｏｒ
、Ｂ、ＲＡｃｚによる“プリズムにおける群速度分散お
よびそのパルスコンプレッションおよび伝送波励起への
適用（Ｇｒｏｕｐ　Ｖｅｌｏｃｉｔｙ　Ｄｉｓｐｅｒｓ
ｉｏｎ　ｉｎ　Ｐｒ１５ｍ５　ａｎｄＩｔｓ　　Ａｐｐ
ｌｉｃａｔｉｏｎ　　ｔｏ　　Ｐｕ１ｓｅ　　Ｃｏｍｐ
ｒｅｓｓｉｏｎ　　ａｎｄＴｒａｖｅｌｌｉｎｇ　Ｗａ
ｖｅ　Ｅｘｃｉｔａｔｉｏｎ）”Ｏｐｔ、（：ｏ＋＊ｍ
ｕｎ。

５４．１６５（１９８５）において、回折格子を使用す
ることは例えば損失が大きく、パルス容量が小さい等の
ために困難であるという実用上の理由から、特に好まし
いとされる２個のプリズムを使用してこの種のパルスコ
ンプレッサを構成できることか別々に発表された。しか
しながら、いずれの場合も原理は正確に同じで、以下の
考察では、例えば光学的格子をもった変形例に制限して
述べることで充分である。また、当業者にとっては、格
子をもった構成の例によって示されるこの発明の考え方
を引用文献を参照してプリズムをもった対応する構成に
変換することは容易である。

（発明の概要） この発明の主な目的は１周知のパルスコンプレッサに比
して簡単てしかも効率のよいパルスコンプレッサを構成
することにある。このパルスコンプレッサでは、単に１
個の偏向分散光学素子、すなわち特に１個の回折格子あ
るいはプリズムて充分である。この発明の他の目的は、
パルスコンプレッションに加えて特定の直線的スベイシ
ャル（空間）配列をもったターゲットに沿って進行波の
励起を行なうことにある。この種の進行波はしばしばレ
ーザ材料中における増幅された自然放射を励起するのに
必要である。このレーザ材料は色素溶液中にあり、ター
ゲットがその色素溶液の表面に配置されるか、あるいは
レーザ材料がホットプラズマ中でＸ線領域て増幅された
自然発光を励起し、この場合のターゲットは進行波によ
ってホットプラズマに変換されるソリッドな物体の表面
上に配置される。

この発明は、ターゲットに沿うエキサイタの輻射（ポン
プ輻射）の進行波の速度をターゲットの有効媒体中で増
幅されるべきホトンの伝播速度と正確な同期状態を維持
するというような適用例て極めて満足な結果が得られる
。

以下、添付図面を参照しつ−この発明の詳細な説明する
。

（好ましい実施例の説明） この発明によ・る装置の基本原理を説明し、また各部の
量的関係を導き出すために、第１ａ図は回折格子ｌＯと
、この格子ｌＯの垂直中心線に対する入射角で右方向か
らの受光パルスｐＮ　　（このパルスはチャーブされて
いない）を示している。格子による回折に続いて、格子
を通過する中心線に対するパルスの平均伝播方向（より
正確には、もっばら１次回折のみ）は、パルスの長い波
長成分に対しては大きく、パルスの煙い波長成分に対し
ては小さな角を示す、前者の伝播方向を点線で示し、後
者の伝播方向を実線で示す、従９て、実線と点線の重畳
された配列によって示す入射パルスは、このパルスがチ
ャープされていないことを意味する。チャープされてい
ない入射パルスのパルス前端は伝播方向に対して直角で
あるが、格子における回折後の各種の空間成分のパルス
前端は伝播方向に対して傾いている。現在のパルス前端
と伝播方向に対して直角方向との間の角度は次の（１）
式によって与えられる。

ｄ（ ｔａｎγ＝λ□　　　　　（１） ｄλ ここで、入は今考えているスペクトル成分の波ｄ＠ 長、−一七次の（２）式によって与えられる角度分ｄλ 散である。

ｄ＠１ ｄｋ　　ａｃｏｓ１３　　　　　　（２）各スペクトル
成分は伝播方向に対して直角の方向にある間隔Δをもち
、Δは次の（３）式によりて与えられる。

ｄ＠ Δ＝皇−Δλ　　　　　　　（３） ｄλ ここで、Δλは今考えている２つのスペクトル成分の間
の波長の差を表わし、又は第１ａ図によって表わされる
ような格子からの距離である。スペクトル成分のこの間
隔は、次の（４）式によって示されるような伝播方向に
おけるパルス前端の空間的分離Ｓとなる。

Ｓ＝Δｔａｎ　　ｙ　　　　　　　（４）（３）式のΔ
と（１）式のｔａｎγを（４）式に代入すると、次の（
５）式で示されるＳの大きさが求まる。

この（５）式から１次分散を示す次の（６）式が得られ
る。

ここで、Ｃは真空中における光の速さである。

第１ａ図および上記の式から明らかなように、パルスは
格子を通過した後は負チャーブされ、パルスの長さは格
子からの距離皇の関数として直線的に増加することが判
る。すなわち、負のチャーブを生成するのに単一の偏向
分散素子で充分であり、従来の構成で使用されていた第
２の分散素子はパルス前端の角度を伝播の方向に対して
垂直に戻すのに必要とするにすぎない、しかしながら、
このことはまた単一の分散素子を使用して入射バルスの
正チャープを補償するのが可能であり、従ってパルスを
時間的に圧縮するのが可能であることを意味する。残る
伝播の方向に対するパルス前端の傾斜は、正確に寸法が
設定されておれば、以下に示すようにターゲットの進行
波による励起を行なわせるために利用することができる
。

第１ｂ図は正チャープされたパルスＰは格子の垂直中心
線に対してαの角度で右から入射すると仮定した点を除
けば第１ａ図と同じ幾何学的な寸法、形状を示している
０回折されたパルスの格子からの距離が増加すると、パ
ルスは段々と圧縮され、第１ｂ図の点線で示し、ターゲ
ットＴと示された位置でそのパルスの持続時間は最短に
なる。これは、この位置ではすべてのスペクトル成分は
互いに重なりあう傾向があるからである。ここからパル
スがさらに伝播すると、段々と増加する負周波数変調（
チャープ）を生じさせ、従ってパルスの長さを再び増大
させる。勿論、正確に言えば、これはすべてのスペクト
ル成分が通過する輻Ｂの中央部領域についてのみ適用さ
れ、外側のスペクトル成分が失なわれる端部領域には適
用されない。

しかしながら、Δ（Ｂで、Ｂが励起されるターゲットの
長さに等しいかそれより大であれば、上記のＭ＠は無視
して差支えない、ここでも正確に言えば、（６）式に従
って格子からターゲットへのすべてのスペクトル成分の
通過時間か正確に同じで、ターゲットを通過するときパ
ルスが充分に圧縮されるように、ターゲットのラインは
格子と平行に走っていなければならない。

しかしながら、以下の説明から明らかなように、パルス
前端の最大チルト角（傾き）が制限されるという困難が
ある。第２ｂ図から、パルス前端の周外側端間の通過距
離りの最大の差は次の（７）式によって与えられること
が判る。

Ｄ＝Ｌ　ｓｉｎ　　ａ　　　　　　　　　（７）ここで
、αは格子上でのビームの傾き角、Ｌは格子の照射幅で
ある。以下では説明を簡単にするために格子の照射幅り
と回折パルスの有効幅Ｂとの間の差は無視することがで
き、またターゲットの長さはＬに等しいと仮定する。

増幅された自然放射がターゲットにおいて、ターゲット
の右から左へ伝播する進行波によって励起されるとき、
ターゲットに沿うホトンの通過時間ＴＬは次の（８）式
によって与えられる。

ＴＬ＝ηｔ、　　　　　　　　　　　　（ａ）に こでη、は、励起される増幅された自然放射の波長にお
けるターゲット材料の群速度指数である。ターゲットを
経て通過する信号波の励起とターゲットに沿って走る増
幅された自然放射のホトンとを正確に同期させるために
、ホトンの通過時間ＴＬと信号波の両端間の遅延Ｄ／Ｃ
とは正確に等しくなければならない、すなわち、次の（
９）式が成立しなければならない。

Ｔｔ、冨Ｄ　／　Ｃ（９） 式（７）　、　（８）から次の（１０）式が得られる。

ｓｉｎ　ａ　＝　ηＬ　　　　　　　　　　　（１０）
η、＝１の値に対するこの式の正確な解は存在しない、
ηｌ、＝１（例えば、Ｘ線）でも、回折格子に対する回
折効果が０を意味するα＝９０°が得られる。このこと
は、ターゲットの全長にわたつて最高のパルス圧縮が達
成される場合、すなわち格子と平行に走る場合、パルス
前端を傾けることは、進行波を正確に同期を保って励起
するのに充分でないことを意味する。

このような理由から、従来の研究、例えば２５Ｂｏｒ、
　Ｓ、Ｓｚａｔｍａｒｉ、　Ａ、Ｍｉｉｌｌｅｒ　　“
進行波増幅された自然放射によるピコ称パルス短縮（Ｐ
ｉｃｏｓｅｃｏｎｄＰｔ＋Ｉｓｅ　Ｓｈｏｒｔｅｎｉｎ
ｇ　ｂｙ　Ｔｒａｖｅｌｌｉｎｇ　Ｗａｖｅ　Ａ麿ｐｌ
ｉ　−ｆｉｅｄ　５ｐｏｎｔａｎｅｏｕｓ　Ｅｍｉｓｓ
ｉｏｎ）″”　　Ａｐｐｌ、Ｐｈｙｓ、Ｖｏｌ。

３２．１０１　（１９８３）では、ターゲットと格子は
平行に配置されていないが、互いの角度が正確な同期を
生ずる角度では、装置の位置とターゲットとの間の距離
に基いてパルスの持続時間が増大する。ポンプパルスが
ターゲットの中心で最適状態で圧縮され、同期に必要な
角度は平均パルス長に対して満足できるものであると仮
定すると、ターゲットの外側領域におけるパルスの持続
時間の一時的な幅の増加量Δｔは次の（１１）式によっ
て表わされる。

ここでφは格子とターゲットとの間の角度である。

従来技術についての２つの数値例を示して、このことの
重要性を説明する。Ｘ線領域における増幅された自然放
射の励起に対してはη＝１で、可視領域（例えば、色素
レーザ放射）ではη＝１．５に設定される。他のパラメ
ータ、すなわち格子定数ｄ、格子とターゲットとの間の
角度φ、入射角αは、ターゲットの中心で最適圧縮が得
られ、またそれぞれのパルスの各平均波長に対してポン
プパルスの信号波と発生した増幅された自然放射パルス
との間の完全な同期が得られるように選定される。進行
波が、Ｋ、Ｆレーザパルスによって、２４８ｙ＋ｍで、
帯域幅が１　ａｍ、パルス持続時間が５００ｆｓ（非圧
縮）　、　１００　ｆｓ（圧縮）で発生され、ターゲッ
ト長がＬ＝５ｃ−のとき、φ、＝４７＠、ｄ＝１μ腸、
α＝３０°で、Ｘ線パルスに対して、ターゲットの中心
で完全な同期が得られ、　１００ｆ、の最小パルス幅が
得られると仮定すると、ターゲットの外側の両端部では
、パルス幅の増加は１７ｐｓでありた。

これに対して、可視領域で、同じポンプパルスを使用し
、計算のための最適パラメータとしてη＝１．０の代り
にη＝１．５とし、ｄ＝２・１０−　’、ｍ　＠、α＝
８０°、φ＝３０°のとき、最初の例の殆んど１桁以上
の１５０ｐｓのパルス幅の増加が得られた。これら２つ
の例は、格子とターゲットとを平行に配置しないことに
よって、ターゲットの端部においてパルス幅が増大する
という重要な意味を説明するものである。プリズムを使
用すると、プリズムの材料の群速度分散、ビームの断面
と共に変化するプリズムの厚さによって決定されるよう
に、局部的に依存するプリズムの厚さの増加に伴って状
況はさらに複雑になる。これについては、例えばＢｏｒ
およびＲＡｃｚ、　１．Ｃ；Ｊ、Ｈｅｈｌｉｎｇ、Ｊ、
ＫｌｅｂｎｉｃｚＫｉ。

Ｐ、Ｈｅ５ｓｌｅｒ、Ｚｙ、Ｂｏｒ、　Ｂ、Ｒｊｃｚの
“プリズム状形状で励起された進行波増幅自然放射（Ｔ
ｒａｖｅｌｌｉｎｇ　Ｗａｖｅ＾ｍｐｌｉｆｉｅｄ　　
５ｐｏｎｔａｎｅｏｕｓ　　Ｅｍｉｓｓｉｏｎ　　Ｅｘ
ａｉｔｅｄ　　ｉｎ　　ａＰｒｉｓｍａｔｉｃ　　Ｇｅ
ｏｍｅｔｒｙ）　　”　　Ａｐｐｌ、Ｐｈｙｓ、Ｖｏｌ
、４８．４０１（１９８９）、およびＪ、Ｈｅｂｌｉｎ
ｇ、　Ｊ、にｕｈｌの“信号波増幅自然放射によるフェ
ムトセカンドパルスの発生（Ｇｅｎｅｒａｔｉｏｎ　ｏ
７　Ｆｅｍｔｏｓａｃｏｎｄ　Ｐｕ１ｓｅｓ　ＢｙＴｒ
ａｖｅｌｌｉｎｇ−Ｗａｖｅ　　Ａｍｐｌｉｆｉｅｄ　
　５ｐｏｎｔａｎｅｏｕｓ　　Ｅｓ１ｓ−ｓｉｏｎ）″
、Ｏｐｔ、　Ｌｅｔｔ、　１４，２７８（１９８９）に
示されている。

このような従来技術の欠点を解消するために、以下に説
明するように幾つかの可能性がある。

（Ａ）液浸法を使用した場合 パルス前端と伝播方向に直角な方向との間の角度を増大
させることのできる１つの方法は、Ｄの絶対値を大きく
することである。これは第２図に示すように、屈折率η
ｐあるいは群速度率ηｐ（各々、ポンプパルスの平均波
長に対して）をもった媒体中に分散素子を埋設すること
によって実現される。従って、（１２）式に示すように
係数ηｐによってＤが増大される。

Ｄ＝ηｐ　Ｌｓｉｎ　ａ　　　　　　　　　（１２）式
（ｌＯ）は次の（１３）式のように変換される。

ηｐ　　ｓｉｎ　　ａ＝ηＬ　　　　　　　　　　　　
　（１３）この式は、ηｐ〉η６のとき、η、〉１１α
く９０”に対して容易に満足するものとなる。最適条件
のもとでは、ターゲットと格子との間の角αは次の（１
４）式から得られる。

ここで、δはターゲット上のポンプビームの入射角、γ
′はターゲットの位置におけるパルス前端１６と相前端
との間の角度である。

ここでも数値例を示す、ポンプパルスとターゲット長の
各データは前の例と同じであり、η、＝１．５とする。

第２図の格子１０は１ｍ１当り４０００本のライン（４
０００ライン／ｌ量）て、厚み見。＝　２０ｍｍの石英
ガラスのブロック１２と接触して配置されている０石英
ガラスのブロック１２は、ポンプ波で屈折率＝１．５．
群速度率１ｐ＝１．６．群速度分散ターゲットの構成（
φ！０）、最適入射角α；７０°、長さｌ　＝　３４ｍ
ｍで、外側端部において約８０ｆｓのパルス幅の増加が
得られた。しか１．、ターゲットがφ＝１６°に傾くと
、αセロ０°、文＝４０ｎ■で、パルス幅の増加は僅か
に０．５ｆｓであった。このことから判るように、格子
に対する入射が傾いていることにより、かなりのビーム
幅の増加を受けるので、上記の数値は引伸ばされたター
ゲットに対してよく適合する。

（Ｂ）焦点距離を減少させることによってパルス前端の
傾きを増大させた場合、 ターゲットにおける角度を増加させることのできる他の
方法は、Ｄの絶対値を変化させずにターゲットにおける
パルス前端の波長Ｌ′を減少させ、格子の照射領域にお
ける幅りに対するターゲットの長さを減少させることで
ある。

により、ビームの幅を減少させると、Ｌ／Ｌ’が増大し
、このことはパルス前端の傾きが一層顕著になることを
意味する。これを行なうための簡単な方法は、第３図に
示すように円柱レンズ１４を使用して格子とターゲット
との間でビームを集束することである。円柱レンズ１４
は、格子あるいはターゲットの照射長さが円柱レンズを
使用しない場合に比して短かくなるように配置される。

格子からの距離が長くなるにつれて、ビームの幅が小さ
くなるたけではな（、Ｆ１％Ｆ２、Ｆ３で示すようにパ
ルス前端の傾きは段々と大きくなる。この構成は進行波
によって短かいターゲットを励起するのによく適合する
が、ターゲットの出力におけるパルス前端の湾曲による
ある種の欠陥が生じ、各場合について励起の条件を計算
する必要があり、その結果が正確な同期状態から過度に
ずれることがないかどうかについて検討する必要がある
。

より複雑ではあるが、極めて融通性のある構成を使用す
ることによりこのような欠点を解消することができる。

すなわち、第４図に示すように所定の寸法の位置での正
確な光学的集束を使用することによってビーム幅を減少
させることにより、上記の欠点を解消することができる
。

第１ｂ図に関して既に説明したように、正確なパルスの
圧縮が行なわれる格子に平行な面が存在するが、その面
ではパルス前端の傾きは不充分で、正確な同期が得られ
ず、また最適の進行波の励起が得られないという欠点が
ある。この面は第４図ではＡで示されている。面２にお
ける理想的な光学装置（Ｏ８）によって上記の面Ａが縮
小されて結像されると、光学的な集束によってＤの絶対
値に変化はないのて、パルス前端と面Ｚにおけるターゲ
ットとの間の角度γは実際上任意に調整することができ
る。減少がＭのとき、パルス前端とターゲットとの間の
角度γ′は次の（１６）式によって与えられる。

ｔａｎ　ｙ　　ｗａ　Ｍ　　ｔａｎ　　７　　　　　　
　（１６）ここで、γは上記のパルス前端と面Ａとの間
の角度である。説明を簡単にするために、ビームは面Ａ
、Ｚ、従って格子に対して直角に指向されており、回折
角β＝０と仮定する。第４図で、面Ａの位置に開口シャ
ッター（ＡＳ）が配置されており、該シャッター（ＡＳ
）はすべてのスペクトル成分を含むビームの中心部のみ
（第１ｂ図の領域Ｂに相当する）を通過させる。第１ａ
図、第１ｂ図と同様に、ここでもそれぞれのスペクトル
成分は点線と実線によって示されている。前者から容易
に導かれるように、正確な同期状態に対して次の（１７
）式が得られる。

η　Ｌ ｔａｎ　　γ＝　−（１７） さらに式（１）、（２）からβ＝０として次の（１８）
式が得られる。

（１７）式と（１８）式とから次の（Ｉ９）式が得られ
る。

−さらに１次の（２０）式で表わされる格子に関する式
を満足しなければならない。

ｄｓｉｎ　　α　；　入　　　　　　　　　　　　　　
　　　　　　　（２０）格子の角分散を使用したとき、
式（６）からβ＝０として交の必要な値が次の（２１）
式から得られる。

これによってすべてのパラメータを容易に決定すること
ができる０式（１９）、（２０）から所定のポンプ波長
、ある大きさのη、に対して格子定数ｄに関する適正な
値が得られ、また減少Ｍおよび入射角αを適当に選定す
ると、ｄを広い制限範囲内で自由に決定できるという自
由度が得られる。

ｄＴ／ｄ入が既知であれば、最後の式から最適パルス圧
縮に対する立の値を計算によりて求めることができる。

ここで再び先の例におけるポンプパルスのデータと同じ
値を使って数値を用いた例によって説明する。

ｌ−当り２４４２ラインー（２４４２ライン／■■）の
格子を使用して、α雪３７．３°　β１１１１Ｏ＠のと
き、完全なパルス圧縮は面Ａが格子からＱ　−１０，１
ｃ■離れているとき得られる。Ｍ＝２．４８の減少率を
使用したとき、η、＝１で正確な同期が得られ、またＭ
＝２．４８のときη、、＝１．５て面２で同様に正確な
同期が得られる。この構成は特に融通性があり、すべて
の可能な場合について実際に所望の最適パルス圧縮と正
確な同期が得られることが理解されよう。

この融通性は、球面収差および色収差が正確に補正され
、従ってパルス前端の歪に対して自動的に補正された光
学装置２ｆ　（Ｏ８）によって得られるものである。こ
れについては、例えばＳ　、　Ｓｚａｌｍｊｒｉ。

Ｇ、に１ｉｈｎｌｅの“屈折光学におけるパルス前端と
パルス持続時間の歪およびその補償（Ｐｕ１ｓｅ　Ｆｒ
ｏｎｔａｎｄ　Ｐｕ１ｓｅ　Ｄｕｒａｔｉｏｎ　Ｄｉｓ
ｔｏｒｔｉｏｎ　ｉｎ　ＲｅｆｒａｃｔｉｖｅＯｐｔｉ
ｃｓ　ａｎｄ　ｉｔＳＣｏｍｐｅｎｓａｔｉｏｎ）”　
Ｏｐｔ。

Ｃｏｍ５ｕｎ、　６９．６０（１９８８）　、　Ｚｓ、
Ｂｏｒの“フェムトセカンドレーザパルスのレンズにお
ける歪（ＤｉｇｔｏｒＬｉｏｎ　ｏｆ　Ｆｅｍｔｏｇｅ
ｃｏｎｄ　Ｌａ５ｅｒ　Ｐｕ１ｓｅｓ　ｉｎ　Ｌｅｎｓ
ｅｓ）Ｏｐｔ、Ｌｅｔｔ、　１４．１１９（１９８９）
に記載されている。この目的のためには色消しレンズ、
特に紫外線領域では屈折光学素子が使用される。この種
の光学装置は、従来のパルス圧縮装置では２個の分散素
子を必要としたのに対し、この発明のパルス圧縮装置で
は１個の分散素子しか必要としないのて、損失を著しく
減少させることができ、利得の減少を伴なうことなく、
しかも殆んど損失なしに設計することができる。このこ
とに加えて、最後に述べた構成の分散素子の入射角は最
適状態が得られるように調整することができ、例えば格
子の場合所謂ブレーズ角（Ｂｌａｚｕ　ａｎｇｌｅ）に
、プリズムの場合はブリュースター角（Ｂｒｅｗｓｔｅ
ｒ　ａｎｇｌｅ）に調整される。また光学装置Ｉ　（Ｏ
３）を使用することによって格子の前方の仮想面に焦点
を合わせることによって負チャープパルスが得られると
いう効果が得られる。この場合は、この構成は正チャー
プを生成する。この構成の他の特徴は１面Ａおよび２に
おいてのみポンプパルスの最適圧縮を与え、装置の他の
点ではパルスはチャープされ、従ってより長くなる。長
いパルスがより高い効率をもって増幅されるので、最後
の増幅器Ｖを第４図の点線に示すように面Ａと光学装置
（Ｏ８）との間に容易に配置することができる。

第４図に示す装置によって実施される方法は、空間的発
生周波数変調を使用してターゲツト面における圧縮と同
時にチャーブされたパルスを効果的に増幅することがで
きるという点で従来の方法（Ｐ、１ｌａｎｉ、　Ｄ、５
ｔｒｉｃｋｌａｎｄ、　Ｐ、Ｂａｄｏ、　Ｍ、Ｐｅ５ｓ
ｏｔ、およびＧＪｏｕｒｏｕのＩＥＥＥ　Ｊ、Ｑｕａｎ
ｔ、Ｅｌｅｃｔｒｏｎ、　ＱＥ−２４（１９８８）　３
９８，１１１．Ｐｅ５ｓｏｔ、Ｊ、５ｑｕｉｅｒ、Ｐ、
Ｂａｄｏ、Ｇ、１ｌｏｒｏｕ。

およびり、Ｊ、ＨａｒｔｅｒのＩＥＥＥ　Ｊ、Ｑｕａｎ
ｔ、Ｅｌｅｃｔｒｏｎ、ＱＥ−５（，１９，８９）　６
１．）よりも遥かに優れている。従来は、高速のレーザ
パルスは幾つかの光学素子の配列によってチャーブされ
、引伸ばされていた。この引伸ばしに続いて、これらの
引伸ばされたパルスの増幅が行なわれ、それに続いて増
幅されたパルスはコンプレッサによって再び圧縮されて
いた。これらの公知の光学装置は非常に複雑で、調整が
困鰺であり、効率も低かった。さうに、増幅器の出力に
幾つかの光学素子を含む従来の方法は必然的に損失が大
きくなり、強度も非常に高くなる可能性がある。

ここに説明した空間的発生周波数変調を用いた増幅方法
ては、増幅器を光学装置（Ｏ８）の出力に配置すること
ができ、これによって増幅器とターゲットとの間に別の
光学的素子を設ける必要もなくなる。

増幅器を光学装置の焦点面の近傍に配置すると、個々の
スペクトル成分は空間的に分離され。

それによってパルス長は長くなり、各スペクトル成分は
増幅器中Ｊ別々に増幅されて、パルス幅を均一に増大さ
せ、このことによってあたかもパルス幅を不均一に増大
させるような増幅器の機能が得られる。光学装置の入力
債域では、パルスの持続時間は（６）式によって表わさ
れ、光学装置（Ｏ８）の出力においては、−時的な分散
は次の（６ａ）式によって表わされる開学な幾何学的な
考察によって表わすことができる。

ここで、Ｘは光学装置（Ｏ３）からの距離、ｆは焦点距
離である０項（ｄＴ／ｄλ）。は光学装置（Ｏ８）の位
置における一時的な分散を表わす。

第５ａ図は正チャーピングによって例えば本質的に超短
波レーザビームを発生する装置を示す、この構成はＫｒ
Ｆエキシマレーザ（Ｅｘｃｉｍｅｒ　Ｌａ５ｅｒ）５０
からなり、波長が２４８ｎ園、帯域幅がＩｎ■、持続時
間が５００ｆｓの既に正チャープを受けたことを示すレ
ーザビームパルス５２を発生する。もし必要なら、ビー
ムパス中に例えば適当な厚さのクォーツのブロック５４
からなるｌあるいはそれ以上の分散光学素子を配置する
ことによって変調の深さ（周波数の振れ）をさらに増大
させることがてきる。

〈発明の効果〉 このようにして、この発明の装置によれば、正チャープ
されたレーザビームパルスの圧縮、あるいは正チャープ
されたまたはアンチャープレーザビームによって引伸ば
されたターゲットの進行波励起と同時にパルス持続時間
の短縮のいずれかを行なうことができるという２重の可
能性が得られる。従って、この発明によれば正チャープ
を補正するために使用できる正チャープを生成すること
ができ、これによって半値幅を減少させ、レーザビーム
パルスの持続時間を減少させることができる。この発明
の装置は特に超短波レーザビームパルス、特に−時的半
値幅がピコセカンドあるいはそれ以下のパルスに適して
いる。

既に述べたように、ここで説明した例は、パルス圧縮を
行ない、同時に正確に同期された進行波を励起するため
に単一の分散素子のみを使用して、上述の装置がどのよ
うに動作するかを単なる例として説明したもので、当業
者にとっては、ここに示した各実施例を基礎としてこの
発明の基本的な構成の範囲内で各種の変形が可能なこと
は言う迄もない０例えば、第３図に示す例において、円
柱レンズを格子の出力側のビームパス中に配置すること
も可能であるし、またビームパスの所望の収束を凹面状
の回折格子によってターゲットを含む面内で行なうこと
も可能である。

【図面の簡単な説明】

第１ａ図はこの発明の基本原理を説明する関連するビー
ムパスを示す回折格子の側面図、第１ｂ図は正チャープ
されたレーザパルスを圧縮するための第１ａ図に示すこ
の発明の一例実施例を示す図、第２図、第３図、第４図
はそれぞれこの発明の別の実施例を示す図、第５図は正
チャープされたレーザパルスを発生する構成を示す概略
図である。 ｌＯ・・・・回折格子、１２・・・・液浸媒体、１４・
・・・円柱レンズ、Ｏ８・・・・縮小結像光学装置、■
・・・・増幅器、５０・・・・エキシマレーザ、５２・
・・・レーザビームパルス、５４・・・・石英ブロック
。 ＦＩＧ、１ａ ＦＩＧ、ｌｂ 手続補正書（自発）

Claims (1)

1. 【特許請求の範囲】 （１）光学的パルスを一時的に圧縮する装置であって、
   入力ビームパスに沿って圧縮を受けるパルスを入力パル
   スとして受け、光学的配列の出力ビームパス中に配置さ
   れた引伸ばされたターゲットの位置で一時的に圧縮され
   たパルスを発生する偏向分散光学的配列によってパルス
   の持続時間中そのパルスの周波数が変化し、特徴として
   、入力ビームパスとターゲットとの間出力ビームパスが
   始まる出力面を特定する単一の回折格子またはプリズム
   が設けられており、またターゲットは出力ビームパス中
   の位置で出力面と平行に配置されており、その位置では
   パルスは上記出力ビームパスに沿って伝播し、実質的に
   すべての周波数成分を含み且つ最短の持続時間をもつ、
   光学的パルスコンプレッサ。 （２）圧縮されたパルスの前端の傾きを増加させるため
   に、特にターゲットの進行波による励起のために、高い
   群速度係数をもった液浸媒体が出力面と対向している請
   求項（１）記載の光学的パルスコンプレッサ。 （３）液浸媒体は平行面ブロックである請求項（２）記
   載の光学的パルスコンプレッサ。（４）圧縮されたパル
   スの前端の傾きを増加させるために、特にターゲットの
   進行波による励起のために、ターゲットを含む面で出力
   ビームパスを集束するための円柱レンズがパルスのパス
   中に配置されている請求項（１）記載の光学的パルスコ
   ンプレッサ。 （５）円柱レンズが入力ビームパス中に配置されている
   請求項（４）記載の光学的パルスコンプレッサ。 （６）圧縮されたパルスの前端の傾きを増加させるため
   に、特にターゲットの進行波による励起のために、縮小
   結像焦点装置が出力面とターゲットの位置との間に配置
   されている請求項（１）記載の光学的パルスコンプレッ
   サ。 （７）レーザ増幅器が光学装置に対する入力において出
   力ビームパス中に配置されている請求項（６）記載の光
   学的パルスコンプレッサ。