J. Plasma Fusion Res. Vol.96, No.8 (2020)３
９７‐４０４

解説

単一ショットバーストイメージング法 STAMP の原理と応用
Principles and Applications of Single Shot Burst Imaging:
Sequentially Timed All-optical Mapping Photography (STAMP)
神成文彦
KANNARI Fumihiko
慶應義塾大学理工学部電気情報工学科（原稿受付：２０
２
０年６月８日）瞬時周波数が時間と共に線形に変化した光パルスを用い瞬時周波数を時刻と対応させることで，高速現象を能動的に単一ショットで時間分解イメージ計測することが可能となる．ただしその実現には，異なる瞬時周波数のイメージを単一ショットで撮像できる分光イメージング法が不可欠である．この原理を，フェムト秒レーザー
パルスを用いて実現したのが STAMP（Sequentially Timed All-optical Mapping Photography）である．サブピコ
秒の時間分解能で２０以上のバーストフレーム画像を単一ショットで取得できる STAMP の原理，時間分解能，計
測時間窓などについて解説する．
Keywords:
ultrafast burst imaging, femtosecond laser, chirped laser pulse, hyper spectral imaging

１．はじめに波数モード間の相対位相が一定か周波数に対して１次関数レーザーの短パルス化とともに，再現性の高い現象であのパルスを用いる．しかし，パルス内で瞬時周波数が時間れば，時間遅延を走査したポンプ・プローブ法を用いた繰

に対して線形に変化するような光パルス（線形周波数

り返し計測により，レーザーパルス幅を時間分解能としたチャープ光パルス）を用いると，瞬時周波数と時刻を１対超高速光学計測が可能となり広く利用されてきた．短パル

１で対応させることができるので，フーリエ光学に基づいスレーザーを用いた類似法として，自己相関計測法［１，２］，た周波数域での光操作により今までにはない超高速計測法

光Kerrゲート法［３，４］，和周波発生ゲート法［５］などがあるが可能になる．もちろんレーザーパルスはFTLパルス幅よが，再現性に乏しい現象に対しては，これらの繰り返し計りも長くなるが，もはやそれらの方法においては時間分解

測手法は適応できない．一方，光電子ストリーク管を用い能とパルス幅は対応しない．チャープパルスを用い「時たストリークカメラは，これまで唯一汎用的な単一現象計

間−周波数」の対応関係を用いたシングルショットイメー

測手法であった．ストリークカメラで取得できるのは空間

ジングは断層計測［１２］や一次元計測［１３］に用いられた報告

12

的一次元情報ではあるが，10 fps の高速撮影が実現され例は存在したが，二次元超高速イメージング法に応用するている．近年，時間域圧縮センシング手法を用いた CMOS

際の鍵となるのは，異なる周波数のイメージを同時に何枚（Complementary Metal-Oxide-Semiconductor）カメラも研も取得できる分光メージング法にあった．

究されているがその撮像速度は 108 fps である［６］．通常の２０１４年，筆者等は単一のレーザーパルスをCCDカメラのストリークカメラ撮影において，空間的に直交するもう一

フレーム上に時空間的に６分割するシステムを構築し，プ軸をエンコードして二次元イメージ取得する手法も考案さローブ光である周波数チャープパルスの各周波数に時間をれ実用されてきた［７‐９］．最近では，符号化多重でもう一対応させることで単一ショットのフェムト秒バーストイ

軸 を エ ン コ ー ド し て 記 録 し，像 再 構 築 を 行 う こ と で

メ ー ジ 撮 影 法 STAMP（Sequentially Timed All-optical

1011 fps の高速二次元イメージングを行う手法 CUP（Com-Mapping Photography）を開発した［１４］．この手法で最大

pressed Ultrafast Photography）
が注目されている［１０，１１］．

4.4×1012 fps に相当する超高速連写撮影が実現された．

ただし，CUP 等の圧縮センシング法は，計測時間窓を非常

本解説では，周波数チャープについて説明し，時間域とに広くできる利点の一方で，像再構築における両義性が高空間域の双対性を概説した上で，STAMP の基本原理と性く空間分解能は犠牲となってしまう．

能を定義する要素を解説し，これまで STAMP で用いられポンプ・プローブ計測で高い時間分解能を実現する際にている３種類の分光イメージング法とその計測例を紹介すは，パ ル ス 幅 が 最 短 と な る フ ー リ エ 変 換 限 界（FTL:

る．

Fourier Transform Limited）パルスと呼ばれるパルスの周Faculty of Science and Technology, Keio University, Yokohama, KANAGAWA 223-8522
author’s e-mai: kannari@elec.keio.ac.jp

３９７!2020 The Japan Society of Plasma
Science and Nuclear Fusion Research

Journal of Plasma and Fusion Research Vol.96, No.8 August 2020

２．周波数チャープを利用した時間−周波数変換の周りでテイラー展開すると以下のようになる．

２．
１ 周波数チャープ'$$(()$ $!" ((!(!)'(

自由空間を伝搬するレーザーパルスの光電界#(()は，時間変化する振幅 !(，位相 '((())を用いて次のように表現"'#$ (#"( !(!)
#'(#

できる．
#(
(
(
&''(())$!()"'$$ ($"( !(!)
"&'($

（２．
１）

#

!(
(
*
)
*は光強度の時間変化を表し，観測されるパルスの時（２．
７）

間波形における包絡線に対応する．また位相 '(()は，中心この式の右辺第２項の係数 '$!
'(は，レーザーパルスに群

角周波数 (!，時間依存位相 )(，絶対位相 '!を用いて()

遅延を与え１次分散と呼ばれ る．右 辺 第３項 の '#$!
'(#

'(
(
(
"'!
)
$)(
)
!(!(

は，群遅延分散（GDD:Group Delay Dispersion）または２次（２．
２）

分散と呼ばれ，レーザーパルスの波形を変化させる．右辺と表される．これらのパラメータを変化させることで，超第４項以降の係数は，高次の分散と呼ばれ，パルス幅が短短光パルスは様々な振幅・位相特性を示すことができる．

くなると影響を考慮しなければならない．

'(()の時間による１階微分は瞬時周波数を意味する．

ここで，２次分散がレーザーパルスの時間波形に与える

フェムト秒レーザーパルスのような広帯域パルスでは，効果について考える．入射光としてガウス型のFTLパルス

時間領域における記述に加え，周波数領域での記述が分散を仮定すると時間領域におけるレーザーパルスの光電界特性の理解やレーザーパルスの制御という観点から重要に(#)+()は，次式のように表現できる．

なる．レーザーパルスの光電界#(()をフーリエ周波数成分

#)+(
(
)
$!!&!#(&!'( (#の合成として表すと，フーリエ変換の関係から

トル幅 "(（半値全幅）は次のようになる．

（２．
３）となる．$(()は，フーリエ周波数成分であり，スペクトル振幅 "(，スペクトル位相$(()()を用いて次のように表現
される．
$(
()$"(
()
&!'$(()
$

（２．
４）

+#
"($ #*
) #

（２．
９）

+#
"($ %*"(（２．
１０）

このレーザーパルスが媒質中を伝搬し，２次分散（群遅'(#が付加されるとき，出力パルスの光延分散）$* $'#$!

&" ' # (&'(( (
() '
& !&
+#

（２．
５）

電界 #,/.(()は次式のように得られる．

上式からわかるように，振幅 !(，位相 '((())の組が決まれ
#,/.(
(
)
$

ば，スペクトル振幅 "(，スペクトル位相 $(()()の組も一意的に定まり，逆も同様である．ここで，$(()の周波数に

#
(!(!)
(
!! &
' (0-!
!
"#%##+ & !&

$*
# !'
(!(!)
#(0-!
!' (
"& (('(#

よる１階微分は群遅延を表す．スペクトル位相が一定ある
いは１次関数のときには，レーザーパルスの群遅延が全周##' (0-!
!
#("
##$*
""%

波数成分にわたり一定となり（モード同期），パルスの時間幅が最も短くなる．これが FTL パルスである．このと##$* #
#
#(0-%
!'#
$&
#(!(!(##$*""%き，パルス幅 "(と周波数幅 "%（$"(!
&）の間に不確定性#
関係の等号が成立する．
"("%%%（定数）（２．
８）

なお，ガウス型パルスのパルス幅（半値全幅）"(とスペク&" ' $ ( &!'(( (
#(
(
'
)
$
()
& !&
+#

!

（２．
１１）

これより，２次分散によりスペクトル位相が変化し，そ（２．
６）の結果，時間領域では振幅の形状が変化してパルス幅

また，スペクトル位相 $(()を何らかの方法で変調（整形）が広がることがわかる．出射パルスの複素振幅成分が，することにより，パルスの時間波形を変化させることが可

#
（２．
１１）式
#, #!
##$*
""%
(
)と変化するのでパルス幅は，能となることも容易に予想できる．これは，フェムト秒#
より，２次分散の正負に関わらず入射パルスの (""%##$*

倍に広がる．ここで，瞬時角周波数 ((()は，

レーザーパルスのフーリエ波形整形技術として汎用的に利用されている．

()((()$!''('(

次に，レーザーパルスのスペクトル位相 $(()が周波数に依存して変化する，群遅延分散効果について説明する．

（２．
１２）

##$* ##'$! #$#(!(!('( ""%##$*

たとえば光パルスを光ファイバーに通すと，光の周波数変化に伴い物質の屈折率が変化する材料分散と導波路の構造

##$*
%
$(!!
#(
##$*
""%

に起因する構造分散によりパルスの周波数成分は異なる群
遅延を受ける．スペクトル位相 $(()を中心角周波数 (!
３９８

（２．
１３）

Commentary

Principles and Applications of Single Shot Burst Imaging: Sequentially Timed All-optical Mapping Photography (STAMP)となり，正常分散（#$ !!）のとき，瞬時角周波数は時間とF. Kannari

３．STAMP共 に 線 形 に 増 加 す る 正 の チ ャ ー プ と な り，異 常 分 散

STAMP の原理を図２に示す．STAMP の基本概念は，（#$ "!）の場合は，時間と共に周波数が線形に減少する負

極めて単純である．フェムト秒レーザーパルスに２次分散のチャープとなることがわかる．正のチャープが乗った光を与えて時間幅を伸ばし，時間に比例して変化する瞬時周

パルスでは長波長成分が短波長成分よりも速く伝搬し，負波数を時刻と対応させる（図では波長の異なるパルス列化のチャープでは逆に短波長が長波長より速く伝搬する．

しているが，パルス列にすることは必須ではない）．分光

図１に時間変化する線形周波数チャープパルスの概念図をイメージング手法により異なる周波数（帯）のイメージを示す．

空間的に分割して高速性を必要としない通常のカメラで捉えるのが STAMP である．まず，異なる周波数成分が時間軸上に規則的に並んだ周波数チャープ光パルスで高速に変化する被写体をプローブし，透過率（あるいは屈折率）変化を個々の周波数成分に反映させる（以下の説明では透過率変化による振幅変化に限って記述する．干渉計測あるいは偏光計測を用いれば位相イメージも取得できる）．ここで重要なことは，被写体である高速現象の波長依存性は無視しなくてはならないことである．プローブ光の周波数は時刻としての指標に用いるので物性的分光計測はできな
い．逆に，時刻としての指標を捨てれば静的な物性的分光イメージ計測法として機能する［１５］．
被写体の過渡情報が埋め込まれた光パルスの周波数成分
を２次元イメージセンサ上に分光し空間的に分離することができれば，高速現象を異なる時刻で捉えた複数のイメー
ジ が 単 一 シ ョ ッ ト で 後 処 理 無 し に 直 接 取 得 で き る．
STAMP 開発の鍵は，この単一ショット分光イメージング法の発明であったと言っても過言ではない．連写イメージ

図１

図２

間のフレーム間隔および露光時間は，後述のように２次元

正常（正）分散，異常（負）分散を受けたフーリエ変換限界
パルスの瞬時周波数変化とパルス幅の変化．

カメラ上への分光特性で決定される．

線形周波数チャープパルスを用いた単一ショット超高速バーストイメージング法 STAMP の原理と，初機のペリスコープアレイを用いた分光イメージングのセットアップ（参考文献［１４］から許諾を得て転載）．

３９９

Journal of Plasma and Fusion Research Vol.96, No.8 August 2020

４．分光イメージング手法

り角 #で広がる分岐ビーム（アレイビーム）になる．つま４．
１ 幾何光学的角度分散分光イメージング

り，入射ビームは DOE により同じ特性をもったアレイ

初機の STAMP においては図２のように空間分散装置

ビームに複製され，空間的に分解される．したがって，（SMD : Spatial Mapping Device）と呼ぶ回折格子とペリス

DOE から発生するアレイビームの数が実現可能な連写枚

コープ（反射鏡対の組み合わせ）アレイを用いた［１１］．周数に対応する．

波数チャーププローブ光は回折格子に入射し角度分散を受

次に，アレイビームは BPF により波長選択が行われる．

け円筒鏡で光学的にフーリエ変換される．フーリエ面に置

誘電体多層膜からなる BPF はビームの入射角 %に依存しかれた波長毎に光路差の調整されたペリスコープアレイにて，（４．
１）式のように透過波長 $$（ただし，%%が変化する．

入射して，空間的に６つのビームに分割される．空間的に$!：BPF の中心波長，%：入射角，#)**：BPF の基板の有効分割された異なる周波数帯の光は逆フーリエ変換後再度回屈折率である）

折格子を介して１つのイメージセンサ上で同時に計測され

#

%
$$
%%
#$!!"! # "#)**#る（イメージセンサの露光時間は STAMP の時間分解能に無関係である）．シングルショットで撮影できる分光イ（４．
１）

この性質により図３に示すように誘電体多層膜から構成さメージの枚数（連写枚数）は，ペリスコープアレイの個数で決定される．初機では微細加工の制限から最大６枚のコれる BPFを回転させ入射角%を変化させることで波長選択

マ撮りを実現した（計測結果は６章に記載した）．

が可能となる．さらに DOE から発生するアレイビームは

４．
２ バンドパスフィルター分光イメージング

回折広がり角 #で伝搬していくので，%傾いた BPF の両端

ペリスコープアレイに代えて連写枚数のスケーリングにに入射するアレイビームの入射角はそれぞれ，%"#，%!#

適した方法として考案したのがバン ド パ ス フ ィ ルターとなる．これにより０次光 $$，%%を中心に長波長 $$%!#%（BPF: Band-Pass Filter）を用いて分光イメージを取得する

短波長 $$%"#%の帯域幅での波長選択が実現される．さら簡便な手法であり，我々は SF-STAMP（STAMP utilizingに DOE をビームの光軸を回転軸にして回転することでアSpectral Filtering）［１６］と呼んでいる．光学計測部の概念図

レイビームも回転する．よって，DOE とBPFを組み合わせを図３に示す．回折光学素子（DOE: Diffractive Optical Ele-

ることで一枚の BFP により$$%!#%から$$%"#%の波長のment）と BPF を $"結像光学系に用いる非常に簡便な手法

範 囲 内 "$.+,(-. #$$%!#%%"#%で 異 な る 波 長 帯 で!$$である．この DOE と BPF を用いる波長フィルタリングの個々のアレイビームを分光できる．

アイデアは，超短光パルスのシングルショット２次元波形

４．
２．
１ 時間分解能

!$
%
!
&
!
$
%をホログラフィック干渉で計測できる STRIPED

ここで SF-STAMP における時間分解能についてまとめ

FISH（Spatially and Temporally Resolved Intensity and

る．図４に SF-STAMP の BPF で選択される波長幅と時間

Phase Evaluation Device: Full Information from a Single

幅の対応関係を示す．SF-STAMP の１ショットで得られHologram）［１７］から得たものである．

る全体の波長帯域幅（レーザーのスペクトル幅に対応）を

DOE と BPF による周波数成分の空間分解の概念図を"$.+,(-.，BPF でアレイビームの１つが波長選択されるス

図３（a）に示す．まず，DOE に入射したビームは回折広がペクトル幅を "$%'&（すべてのアレイビームに対して一定

図４
図３

DOE と BPF を用いた SF-STAMP の光学系セットアップ．
（a）は DOE によって生成されるアレイビームが BPF に異なる角度で入射することにより透過帯域に変化が生じる原理を示す（参考文献［１６］から許諾を得て転載）．

４００

STAMP 法における観測時間窓 "T ，各フレームの露光時間
t，フレーム間隔"t が決定される原理．各変数の説明は本文を参照．この図では，BPF の異なる帯域を通過した中心波
長の異なる５つの時間遅延をもったパルスで表現している
が，周波数チャープレートが小さくなると，パルス間隔が狭まり時間的に重なり合い始める（参考文献［１６］から許諾を得て転載）．

Commentary

Principles and Applications of Single Shot Burst Imaging: Sequentially Timed All-optical Mapping Photography (STAMP)

F. Kannariにはならない），波長選択されたアレイビームの中心波長セットアップを図５に示す．測定対象のイメージは，結像

差を !#%(&とすると，計測時間窓 !"は，（４．
２）式で表現さレンズによって，MLA（６０×６０）上に結像し，各微小レンれる．なお，!#/+-*./ $#%%!"&%""&である．ただし，!#%

ズによって空間的にサンプリングされ，焦点面にアレイ状!#%(& も DOE と BPF の配置により変化するので必ずしものスポットを形成する．各レンズから出射したビームは，等間隔ではないことに注意が必要である．

コリメートレンズによって平行光となり，回折格子に異な

!"$!#
&#
!#/+-*./

る入射角度で入射する．回折格子によって波長分散を受け（４．
２）

た各ビームは，結像レンズを通過し，スペクトル分解され

ただし，! はレーザーパルスに二次分散量を与える際に用たスポットがカメラ上の異なる場所にそれぞれ結像されいた媒質固有の分散パラメータ，&は分散媒質の長さである．このとき，回折格子による角度分散で隣り合うレンズ

る．したがって，計測時間窓は可変にできる．より広帯域のスポットと空間的に重ならないように MLA を回転させなレーザーパルスを用いると少ない分散量で時間窓を広くて調整する．撮像後，後処理として，欲しい波長帯の強度できるが，イメージング光学系における色収差の影響を補のみを対応するカメラのピクセル信号から集め，６０×６０の正する必要がある．

マトリックス表示することで分光イメージを構築できる．

各波長イメージの露光時間 &は，（４．
３）式で表現される収集する帯域幅によって時間分解能，分光イメージ枚数は［１８］．ここで，#!は光パルスの中心波長，#は真空中にお決定される．最小帯域幅はCCDカメラの１ピクセルサイズ

ける光速である．

あるいは，回折格子とレンズによるフーリエ変換によって決まる単一波長成分のスポットサイズの大きい方で決ま

"

#",
"
-"
"
!#
&#
!#$)'&&$ ! !
" "%
$#
!#$)'
#

る．もちろん，（４．
３）式の時間・周波数の双対性から決ま（４．
３）

る制限は同様に受ける．

（４．
３）式の右辺ルート内の第一項は，スペクトル幅と時

図６は，波長帯毎に収集した分光イメージを６波長帯に間幅の関係を示す時間・周波数の双対性から決まる要素でついて再構築した例である．計測ターゲットは USAF-1951

ある．第二項は，周波数チャープパルスから狭い周波数帯

テストターゲット（Newport 社製，RES-1）である．イメー

域を切り出すことで時間幅が狭くできることを示していジは顕微光学系で５０倍に拡大して取得した．テストター

る．すなわち，BPF の帯域を狭くすることで第二項によりゲットの構造から空間分解能は 4.4 μm 以下と評価でき露光時間を狭めることが可能であるが，帯域を狭めすぎる

た．これは，光学的拡大率とMLAのピッチで決まる分解能と第一項の効果で逆に時間分解能は劣化してしまうことににほぼ一致する．

なる．
フレーム間隔 !%は，各波長間の遅延時間，すなわち波長４）式のようになる．
差 !#%(& で決定され（４．
!%$!#
&#
!#%(&

（４．
４）

以 上 の よ う に，分 散 量 !&，プ ロ ー ブ 光 全 体 の 波 長 幅!#/+-*./，波長選択フィルタのスペクトル幅 !#$)'を適切に設定することで時間分解能を設計可能である．
４．
２．
２ 空間分解能
SF-STAMP の空間分解能は，使用するイメージセンサの分解能およびイメージング光学系の分解能で決まる．
図３の SF-STAMP 光学系は #$結像光学系がベースになっ

図５

マイクロレンズアレイと回折格子を用いた面内分光法をもちいた LA-STAMP の光学系セットアップ．（b）
は，
フーリ
エ面で分光スポットが重なり合わないようにマイクロレン
ズアレイを角度 "だけ回転させる必要性を示している．

図６

LA-STAMPで像再構成した際の空間分解能を確認するために計測した六枚の中心波長の異なる分光イメージング．計
測対象は約 4 μm 間隔のスリットアレイのチャート板である（参考文献［２１］から許諾を得て転載）．

ているため Object 面に像を転写することで，顕微光学系など他の イ メ ー ジン グ 法 と の 組 み 合 わ せ が 可 能 で あ る．
Object面への光学拡大率とObjectレンズの倍率から，通常の CCD カメラで数 μmの顕微イメージングは容易に可能である．
４．
３ レンズアレイを用いた統合面内分光イメージング
SF-STAMP では，ビームを複製してから波長選択を行うという特性上，撮影枚数の増加とともに，照明光の光利用効率が低下しイメージングの SN が低下するという課題がある．そこで，光利用効率改善のため，マイクロレンズ
アレイ（MLA）と回折格子を利用し た 統 合 面 内 分光法［１９，２０］を応用し，高い光利用効率で画像情報の時空間分解を実現する単一ショットバースト撮影法 LA-STAMP（STAMP with Lens Array）を 開 発 し た［２１］．構 築 し た
４０１

Journal of Plasma and Fusion Research Vol.96, No.8 August 2020

FACED 光学系では，全反射鏡対の間隔 !が 45 mm，角度

５．ナノ秒域への計測時間窓の拡張
サブピコ秒域の単一ショット超高速コマ撮り計測が注目!が 0.68 度であり，その結果，パルス間隔は約 300 ps でパされる一方で，一般的な高速フレームカメラでは計測でき

ルス幅は約 22 ps である．フレーム間隔は非平行鏡対の間ない数ナノ秒時間窓での単一ショット計測も，衝撃波，

隔 !，パルス数は鏡の角度 !を変化させることで可変であレーザーアブレーション等のダイナミクスを観察するためることから，群遅延分散を用いたチャープ量の調整に変わには有効な手段である．STAMP の時間窓は二次分散量でる手法として計測時間窓を広げるためには有効な手段であスケーリング可能であるが，バルク石英等を透過させる方る．

法では現実的に数 10 ps が限界である．光ファイバーは原

６．単一ショットバーストイメージング計測例

理的に有効であるが，イメージングに使用できるような数 10 μJ のフェムト秒パルスを透過させた場合，線形分散

ここでは，STAMP，SF-STAMP，LA-STAMP を用いた以外に自己位相変調，誘導ラマン散乱，四波混合などの非計測例をいくつか紹介する．

線形効果によるスペクトル変調が起き，扱いが難しくなる．

図８は，LiNbO３結晶にパルス幅 70 fs，中心波長 800 nm

ナノ秒域時間窓での単一ショットバースト撮影を実現のフェムト秒レーザーパルス（40 μJ）を線集光した際のするため構築 し た，中 心 波 長 が 時 間 と 共 に 掃 引 された

Impulsive Stimulated Raman 過程によって発生したフォノ

パルス列を生成する FACED（Free-space Angular-Chirp-

ン波の伝播を計測した例である［１４］．単一ショットで計測

Enhanced Delay）光学系を図７（a）に示す［２２，２３］．波長毎しているのは６枚のフレームである．周波数チャープ量をに異なる入射角で非平行ミラー対に入射した光は，多重反調整することで，フレーム間隔を切り変えて計測できるこ

射後に鉛直反射の条件を満たした波長のみが異なる遅延時とがわかる．図の中段および下段のフレーム間 隔が約間をもって光路を戻り，再び回折格子によりコリメート

200 fs の計測においては，（４．
３）式の時間・周波数の双対ビームに近い空間特性で出射される．FACED を利用した性により分光イメージされたフレームごとの時間パルスの時間幅伸長では，入射光路と出射光路が一致するのは，入裾が隣接するフレームに被さっており，完全に時間的に分射角がミラー対の角度ずれの整数倍である波長成分のみで離された分光イメージにはなっていないが，フォノン波のあ り，そ の 他 の 波 長 成 分 で は，完 全 に は 一 致 し な い．

伝播速度に対して時間分解能は十分であり，鮮明な像が得

FACED 出射後の伝搬方向は波長成分ごとに僅かに異なるられている．

ため，伝搬するにつれて空間的に分離するとともに，伝搬

図９は，SF-STAMP を用いて計測したフェムト秒レー

経路の違いによる光路長の違いから，サンプル面においてザーを厚さ約 10 nm の Ge2Sb2Te5（GST）薄膜表面に点集

時間的なずれが生じる．この FACED の特性によって生じ光した際に結晶からアモルファスに高速相変化する現象をる，反射回数が同じ波長成分間での時間的なずれが，各パ計測し た 例 で あ る［２５］．こ の 計 測 で は，プ ロ ー ブ 光 にルスの実効的なパルス幅となり，シングルショット撮影における時間分解能となる．FACED から出射したパルスの空間的にずれ た 成 分 を カ ッ ト す る た め，回 折 格 子から200 mmの位置に開口4 mmのスリットを配置し，コリメー
ト成分のみを切り出した．FACED 出射パルスのスペクト
ル を 図７（b）に 示 す［２４］．こ の 実 験 で 用 い た 図７（a）の

図７ナノ秒の観測時間窓を実現するために導入した FACED の
光学系セットアップ．（b）
は 4 mm 幅の空間フィルタ後の中心波長掃引パルス列のスペクトル．

４０２

図８

初機 STAMP で計測した線集光フェムト秒レーザーパルス
励起フォノン波の伝播をフレーム数６枚で単一ショット
バーストイメージ計測した例．周波数チャープレートを二次分散量で変化させることでフレーム間隔を変化できることを示した（参考文献［１４］から許諾を得て転載）．

図９

SF-STAMP を用いて計測したフェムト秒レーザーパルス誘
起 GST 薄膜の高速相変化．図中の波長は各フレームを撮像した光パルスの中心波長［２４（］参考文献［２５］から許諾を得て転載）．

Commentary

Principles and Applications of Single Shot Burst Imaging: Sequentially Timed All-optical Mapping Photography (STAMP)

F. Kannari

0.082 ps/nm の二次分散量を与え，1.1 ps の時間窓内で，平均フレーム間隔 287 fs かつ平均露光時間 465 fs で計測を行った．露光時間がフレーム間隔より大きいのは，これも時間・周波数の双対性による制限である．実験結果より，
励起後約 250 fs 経過した辺り（２フレーム目）から透過率が上昇し明るく映るアモルファスマークが観測された．これは先行研究で報告されている時間スケールに一致する結果であり，シングルショットでの２次元イメージ計測としては現在のところ STAMP 法のみが捉えることができる結果である．
図１０は，厚 さ 50 μm の 薄 膜 ガ ラ ス（日 本 電 気 硝 子 社

図１
１ LA-STAMP に FACED で生成した中心波長掃引パルス列を適用して計測した，フェムト秒レーザーパルスでガラス表面をアブレーションさせた際の，単一ショットバーストイ
メージ．観測時間窓を 500 ps 以上に広げることでプループの進展が観測できている（参考文献［２１］から許諾を得て転載）．

製，Ultra Thin Glass［OA-10G］）内 部 に フ ェ ム ト 秒 レ ー
ザーパルスを !
!8 mm のレンズで側面から点集光させ，透明材料の内部屈折率変化の超高速ダイナミクスのシングル
ショット２５枚バースト撮影を行った結果である［２６］．ポン
プ光のパルス幅は 50 fs，中心波長は 800 nm，パルスエネル
ギーは 30 μJ であった．プローブ光には 0.14 ps/nm の二次

STAMP 法は，高速カメラと組み合わせることで，1 kHz

分 散 量 を 与 え，時 間 窓 は 5.6 ps，平 均 フ レ ー ム 間 隔 はの繰り返しフェムト秒レーザー照射によるガラス加工のパ

0.23 ps，平均露光時間 0.52 ps であった．７−９フレームでルス積算加工において，各パルスでのアブレーション前駆は円形の屈折率変化が見え，輝度変化が徐々に大きくな過程や加工進展中の変化をリアルタイムでバーストイメーる．それに伴い，細長い電離領域が成長していく様子がわ

ジ計測する応用も可能である［２７］．様々なレーザパルスパ

かる．最後の２５フレームでは，中央に黒いプラズマ領域と，

ラメータや材料特性に対するレーザー加工性能の比較を容その上下に線状の屈折率変化が明瞭に浮かび上がってい易にするデータベースを短時間で取得できる．

る．このように，5.6 psの時間窓の間に励起パルスの集光点７．まとめ付近にプラズマフィラメントが形成される様子が，シングルパルスを用いた２５フレームの超高速スナップショットと瞬時周波数が時間と共に線形に変化した光パルスを用いして観測された．この計測は，シャドーグラフ的な強度イ

瞬時周波数を時刻と対応させることで，高速現象を能動的メージであるが，位相差顕微鏡のセットアップで位相変化にイメージ計測することを可能とするのが STAMP であを強度イメージとして計測することも可能である．

る．数 10 fs のレーザーパルスであれば材料分散を用いて線

図１１は，プローブ光には !
-FACED で生成した波長掃引!

形周波数チャープを与えることで 10 ps 程度までの計測時

パルス列を用いた LA-STAMP での計測結果である．薄膜間窓内で最短 100 fs 程度の時間分解能での単一ショット

ガラス表面におけるアブレーション過程を 300 ps のフレー

バーストイメージングが可能となる．計測パラメータは二ム間隔で 1.8 ns にわたってシングルショット撮影し［２１］．

次分散量で可変である．STAMP は様々な分光イメージン

観測時間窓をナノ秒まで延ばすことで，アブレーションプ

グ法を利用できるが，とくに SF‐，LA-STAMP 法はフレー

ルームの過渡状態がはじめて単一ショットバースト撮影でム数を容易に拡張できる．時間分解能をより向上させてさきた．

らに超高速な過渡状態を計測することも挑戦的であるが，一般的な高速カメラではまだカバーできないナノ秒領域まで観測時間窓を拡張することも衝撃波伝播，レーザーパル
ス加工等の観測には極めて有効である．中心波長が時間掃引されるパルス列を発生できる FACED は STAMP との組
み合わせにより，ナノ秒時間窓での単一ショットバースト
イメージングが実現できる．
これまでの STAMP は発光特性の計測には応用できていないが，和周波変換を利用することで可能となるであろう．比較的簡便で高価なストリークカメラを必要としない本手法が広く応用されることを期待したい．

謝

辞

本論文に記載した研究は多くの方々の貢献によって実現
図１
０ SF-STAMP を用いて計測したフェムト秒レーザーパルスを
透明ガラス内部に集光した際の屈折率変化．図中の波長は各フレームを撮像した光パルスの中心波長（参考文献［２５］から許諾を得て転載）．

できたものですが，とくに中川桂一先生（東京大学），鈴木敬和氏（現（株）資生堂），根本寛史氏（（現）ベネッセコー
ポレーション）の多大なる貢献に対して感謝いたします．
４０３

Journal of Plasma and Fusion Research Vol.96, No.8 August 2020

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!!!!!!!!!!!!!!!!!!!!

かん

なり

ふみ

ひこ

神 成 文 彦慶應義塾大学理工学部電気情報工学科教授．（社）
レーザー学会副会長．
博士学生の時代にはレーザー核融合をめざ
して電子ビーム励起高出力気体レーザーの!!!!!!!!!!!!!!!!!!!!

!!!!!!!!!!!!!!!!!!!!!!!!!!

研究をしていたので弱電離プラズマもかじっていましたが，教員になってからはフェムト秒レーザーの広帯域性を利用したコヒーレント光学，超高速フーリエ光学，プラズモンナノ
光学，量子シミュレーター開発，および新型レーザー開発の研究に従事しています．博士教育リーディングプログラムのコーディネータとして，すでに１
０年間文理融合大学院教育を
学内横断的に進めています．

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