JP5913135B2 - 波長掃引光源 - Google Patents

Description

本発明は、光学機器や電子機器等に使用可能な光源に関する。より詳細には、波長掃引した光を利用したイメージングに使用可能な波長掃引光源に関する。

光学機器を使ったイメージング技術は、カメラやプリンタ、ファクシミリなどの民生用の電子機器だけでなく、医療分野にも広がっている。生体内部の断層を非侵襲的にイメージングするために、既に、Ｘ線を使用したＸ線撮影や超音波を使用した診断が広く利用されている。Ｘ線を使用した方法は、被爆の問題のため使用頻度や使用部位に大幅な制限があり、また、その分解能はフィルムの等倍撮影の分解能に制限される。超音波を使用した方法は、被爆の問題がないためＸ線のような使用の制限は無いが、分解能は通常１ｃｍ程度に過ぎない。したがって、細胞レベルサイズでのイメージングは不可能である。

医療現場では、生体表皮下の断層イメージをミクロンオーダーの分解能で生成することのできる新たな技術が望まれていた。これを実現する技術として、１９９０年代から開発が進められてきた光コヒーレントトモグラフィー（Optical Coherence Tomography：以下ＯＣＴと呼ぶ）が知られている。

ＯＣＴは、マイケルソン干渉計の原理を利用しており、低コヒーレンスな光を光源として使用して、この低コヒーレンス光を生体へ照射する。参照光と生体からの反射光との干渉光に基づいて、生体表皮下のイメージが得られる。ＯＣＴは、網膜の診断のために眼科の必須の診断機器として実用化されている。

図１３は、ＯＣＴの基本原理を説明する図である（非特許文献１）。以下、簡単に基本原理の概要のみを述べる。低コヒーレンス光源１からは、コヒーレンス長ΔｌCを持つ低コヒーレンスな光が、生体４への入射光として供給される。光源１からの出射光６は、ビームスプリッタ２に入射して２等分される。２等分された光の一方の光７は可動ミラー３へ進み、可動ミラー３において反射して、再び参照光８としてビームスプリッタ２へ向かう。２等分された光のもう一方の光９は、生体４の内部の異なる深さの反射面Ａ、ＢまたはＣにおいて反射を受け、それぞれ信号光１１ａ、１１ｂ、１１ｃが得られる。各信号光は、ビームスプリッタ２を経て、参照光１０と干渉する。この干渉によって、生体中の余分な散乱によって波面が歪んだ反射光は取り除かれ、元の平面波を維持した反射光のみが選択的に検出される。

ここで、反射面Ａで反射する光が干渉を生じるのは可動ミラー３がＡ´の位置にある場合である。このときビームスプリッタ２の中心と可動ミラー３との距離をＬR、ビームスプリッタ２の中心と反射面Ａとの距離をＬSとすると、次式の関係を満たすときに、参照光と信号光とが干渉して、光検出器５から電気信号が得られる。
｜ＬR―ＬS｜＜ΔｌC 式（１）

上式は、反射面Ａおよび可動ミラーの位置Ａ´、反射面Ｂおよび可動ミラーの位置Ｂ´、反射面Ｃおよび可動ミラーの位置Ｃ´に、それぞれ一対一に対応して成り立つ。従って、可動ミラー３を連続的に一定速度ｖで移動させることによって、生体４内の光軸（ｚ軸）方向に沿った生体表皮下の反射光強度分布を、ΔｌCの空間分解能で測定することができる。スキャンミラーなどによって生体への入射光をｘ方向にスキャンすることによって、ｘ−ｚ面内の生体表皮下の反射光強度分布が得られ、これが最終的なＯＣＴイメージとなる。図１３におけるマイケルソン干渉計の構成は、光ファイバカップラーを利用することができるため、臨床現場にも十分利用可能な検査機器が実現されている。

図１３に示した構成のＯＣＴでは、可動ミラーを移動させてイメージデータを時系列に取得するため、時間領域（Time Domain：ＴＤ）ＯＣＴ（以下ＴＤ−ＯＣＴ）と呼ばれる。ＴＤ−ＯＣＴでは、質量を持つ可動ミラーを移動する必要があるため、スキャン速度に限界がある。ところが、検査の状況によって生体自体を完全に固定するのが難しいことが多く、できるだけ短時間でスキャンを行なって必要なイメージデータを得るのが好ましい。また、生体内で血管が存在する深さの部分までスキャンを行うと、血管内を移動する赤血球による散乱のためにイメージ取得に困難が生じる。このため、ＯＣＴでは、できるだけ速く深さ方向の情報を取得したい要請があった。

そこで、干渉信号をフーリエ変換して光軸に沿った反射光強度を求めるフーリエ領域（Fourier Domain:ＦＤ）−ＯＣＴ（以下ＦＤ−ＯＣＴ）が提案された。ＦＤ−ＯＣＴでは、図１３の光検出器５の前に、生体からの信号光を各波長の光に分解する分光器を配置して、干渉スペクトルを光検出器の検出器要素アレイで検出する。すなわち各波長に対応した、多数の検出器要素素子が配置された並列ディテクタによって、干渉スペクトルを求める。並列ディテクタで検出したスペクトルをフーリエ変換して、光軸に沿った反射光強度部分布が得られる。しかしながら、ＦＤ−ＯＣＴにおいては、多数の検出器要素素子を持った並列ディテクタが必要となる。多い場合には１０００個を越える検出器要素素子において、同時に、各波長の信号を検出する必要がある。このような並列ディテクタは、１．１μｍ以下の波長帯域でシリコンＣＣＤまたはＣＭＯＳによるものが実現されているだけであって、より長い波長においては並列ディテクタの入手が難しい。

従って現時点でＦＤ−ＯＣＴは、可視光が利用可能な網膜診断などには適用可能であるが、より長波長領域での動作を必要とする皮膚等の組織に対するＯＣＴには適用できない。また、血管の断層イメージングなどに適用するにあたっては、赤血球のヘモグロビンによる散乱のために１．３μｍ程度まで長波長側の光を使用しないと、ヘモグロビンによる吸収が無視できない。一方で、光源の波長が１．５μｍ近傍にまで至ると、今度は水による吸収が顕著となる。１．６μｍを越えると、光検出器の入手に困難が生じる。これらの理由のため、皮膚等に対してＯＣＴを利用するためには、１．３μｍ帯の光源を使用したい要請があった。

そこで新たに注目されているのが、ＦＤ−ＯＣＴを変形して、光源の周波数の掃引を行う掃引光源（Swept Source：ＳＳ）―ＯＣＴ（以下ＳＳ−ＯＣＴ）である。ＳＳ−ＯＣＴでは、ＦＤ−ＯＣＴのようにコヒーレンス光源からの光を生体に照射して得られた信号光を分光器によって分光して、一度に多数に波長の信号を生成するのでなく、光源波長を規則正しく掃引する。光源からの光の波長掃引を行うことによって、１つの検出器を使用して、時分割で各波長の信号を検出できる。すなわち、ＦＤ−ＯＣＴでは分光器によって空間的な位置によって波長分割していたのに対して、ＳＳ−ＯＣＴでは時間によって波長分割を行って、検出器を１つで済ませることができる。多数の検出器要素素子を持った並列ディテクタが不要となり、検出器の選択の制限が無くなるため、１．３μｍ帯域の光源も使用できる。

図１４は、ＳＳ−ＯＣＴの原理を説明するための模式的に示した図である（非特許文献１）。ＳＳ−ＯＣＴでは、生体２４に対して、光周波数（波長）掃引光源２１から、時間に対して直線的にその光周波数を掃引した光信号２６を供給する。光周波数掃引光源２１は、例えば、波長可変レーザが使用される。図１４に示したＳＳ−ＯＣＴにおいては、ミラー２３はその位置を固定されている。ビームスプリッタ２２の中心とミラー２３の距離をＬR、ビームスプリッタ２２の中心と生体表面３１との距離をＬSとすると、ＬR＝ＬSとなるように各要素が配置されている。

このとき、参照光２８と、生体内の反射面３２および反射面３３からのそれぞれの反射光２９ｂ、２９ｃとの光周波数の差は、時間に関係なく一定となる。これらの光周波数の差をｆ2およびｆ3とすれば、参照光２８と反射光２９ｂ、２９ｃとの干渉によって、反射面３２および反射面３３に対応したビート周波数ｆ2、ｆ3が混在した信号光が得られる。
この信号光をフーリエ変換すると、ビート周波数ｆ2、ｆ3における反射光強度が得られる。光源２１からの光周波数が直線的に掃引されれば、ビート周波数ｆ2、ｆ3と、深さｄ2、深さｄ3は正比例する。生体内では、各所から反射光が生じるため、干渉光をフーリエ変換することによって、光軸（ｚ軸）方向に沿った、反射光強度の分布を得ることができる。ｘ軸方向にもビームスキャンを行えば、ｘ−ｚ面内でのＯＣＴイメージが得られる。

ＳＳ−ＯＣＴでは、光検出器２５は、異なるビート周波数の干渉光が混在した信号光を単一の検出素子で検出すれば良いので、従来のＦＤ−ＯＣＴのように並列ディテクタが不要となる。皮膚等の診断に好適な１．３μｍ帯域の掃引光源を使用することが可能となる。ＳＳ−ＯＣＴは、光ファイバカプラを使用した安定な構成、可動ミラーが不要なことによる高速イメージ取得、および多様な光検出器の利用容易性から、眼科診療以外の領域においてもさらに実用化が進められている。

国際公開公報ＷＯ２００６／１３７４０８ 明細書

春名正光 「光コヒーレンストモグラフィーの進展」、応用物理第７７巻 第９号、ｐ１０８５−１０９２、２００８年

上述のＳＳ−ＯＣＴにおいては掃引、光波長掃引光源が重要な構成要素の一つとなる。従来技術における光波長掃引光源としては、例えば、ポリゴンミラーを用いたものが用いられていた。

図１５は、従来技術のポリゴンミラーを用いた波長掃引光源の構成を示した図である。この波長掃引光源１００は、ポリゴンミラー１２０と、リトロー構成で配置された回折格子１０６および利得媒質１０１などからなるレーザ発振器とから構成される。レーザ発振器は、利得媒質１０１の両端に集光レンズ１０２、１１１を備え、出力結合鏡１１２から出力光１１３が得られる。利得媒質１０１からの入射光はポリゴンミラー１２０の反射面Ａにおいて反射して、次の回折格子方程式の条件を満たす入射角θ（１１０）で回折格子１０６に入射する。
２Λｓｉｎθ＝ｍλ 式（２）
上式で、Λは回折格子のピッチであり、λは発振波長、ｍは回折次数である。

発振光は、回折格子１０６において入射角と同じ出射角θで反射して、回折格子１０６と出力結合鏡１１２との間の光路を往復する。ポリゴンミラー１２０は、一定速度で方向１２１の向きに回転するため、ポリゴンミラー１２０の反射面Ａにおける発振光の入射・反射角が回転と共に周期的に変化する。従って、回折格子１０６への入射角θによって、回転とともに、式（２）によって決まる発振波長λが変化する。ポリゴンミラー１２０は、一定回転速度で回転するため、回折格子１０６への入射（反射）角θは、等速に変化する。従って、波長掃引光源１００の発振波長λは時間に対して概ね直線的に変化する。

図１６は、ポリゴンミラーを用いた従来技術の波長掃引光源によって得られる発振波長の時間変化を示した図である。実線４０で示したように発振波長は、横軸の時間ｔに対してやや上に凸であって概ね線形的（直線的）に変化している。しかしながら、ＳＳ−ＯＣＴに対して求められる波長の時間変化のプロファイルは、ポリゴンミラーを用いた波長掃引光源によって得られるような、発振波長が線形に変化するような時間変化とは異なるものであった。

ここで、再び図１３で説明したＯＣＴの基本原理を参照する。ＯＣＴにおいては、生体内部を光軸（ｚ軸）方向に直線性良く線形的にスキャンするためには、参照光７、８の遅延時間が線形的に変化する必要がある。言い換えると、可動ミラー３の位置が、可動範囲の全域においてＡ´からＣ´に向かって等速に移動することによって、生体内も等速にスキャンされる。このような動作が、ＯＣＴイメージの線形性の観点から、最も理想的となる。ミラーが等速に移動しないと、結果として得られるＯＣＴイメージは、光軸（ｚ軸）方向について非線形で歪曲したものとなる。

さらに、上記の可動ミラーの等速移動の理想動作を、図１４のＳＳ−ＯＣＴの構成へ適合する場合を考える。ミラーの位置をフーリエ変換すると、位置の逆数となる。位置の逆数は、すなわち波数に相当する。したがって、時間とともに、波数（波長の逆数）が直線的に変化するように、波長が変化するような波長掃引光源が理想的となる。そうでないと、生体内の一つの反射面に対応するビート周波数が単一でなくなり、その結果、ＯＣＴイメージの尖鋭度が損なわれる。

図１６には、波数が時間に対して直線的に変化する場合の波長変化を、破線４１によって、望ましい波長変化として同時に示してある。ポリゴンミラーを用いた従来技術の波長掃引光源の場合の波高変化と見比べて、下に凸に湾曲し、発振波長が長波長側（図１６の縦軸の上方側）となるほど変化率が増えるような波長変化プロファイルが適切である。

しかしながら、ポリゴンミラーを用いている場合、ポリゴンミラーは大きな慣性モーメントを持っているため、一定回転速度以外の方法で回転速度を制御することは極めて困難である。また、図１６に示したポリゴンミラーを使用した従来技術による、上に凸であって概ね直線状の波長変化は、式（２）の回折格子方程式のｓｉｎ項に由来する形状であって、通常の手段を用いてもこの湾曲の向きを変えることは出来ない。

上述のように、従来技術の波長掃引光源では、ＳＳ−ＯＣＴに適合した波長変化を実現することができず、尖鋭なＯＣＴイメージが得られない問題があった。

本発明は、上述のような問題に鑑みてなされたもので、ＯＣＴイメージの深さ方向の線形性のひずみを排除し、尖鋭なＯＣＴイメージを得ることが可能であって、ＳＳ−ＯＣＴに適用可能な波長掃引光源を提供することを目的とする。

請求項１に係る発明は、時間的に出力波長が周期的に変化する光源において、電気光 学偏向器を含む発振器部と、鋸波状波形の信号ではなく、主たる鋸歯状波形に加え、該鋸歯状波形のべき乗成分が重畳された、前記電気光学偏向器へ印加する制御電圧を生成する制御電圧生成部とを備えたことを特徴とする波長掃引光源である。

請求項２に係る発明は、請求項１の波長掃引光源であって、前記発振器部は、利得媒質と、前記利得媒質の一端からの光が入射する回折格子とを含み、前記利得媒質と前記回折格子とが光学的に接続された共振器から構成され、前記電気光学偏向器は、前記利得媒質と前記回折格子との間であって、前記共振器により形成される光路上に配置され、前記回折格子への前記電気光学偏向器側からの光入射角をθ、前記電気光学偏向器の制御電圧対角度感度をγ [ｒａｄ／Ｖ]とするとき、前記鋸歯状波形の前記べき乗成分として、式

で表される係数を有する二乗成分が重畳されることを特徴とする。

制御電圧生成部は、アナログ電子回路によって構成可能であり、鋸波状波形発生、乗算器、加算器を組み合わせて構成できる。ＫＴＮなどの電気光学偏向器を利用する場合には、制御電圧の生成のために高電圧増幅器が含まれるのが好ましい。このとき、制御電圧対角度感度γ [ｒａｄ／Ｖ]には、高電圧増幅器のゲインＡが含まれるものとする。制御電圧生成部として、任意波形発生器も利用できる。

請求項３に係る発明は、請求項２の波長掃引光源であって、前記鋸歯状波形の前記べき乗成分として、前記二乗成分に加えて、式

で表される係数を有する三乗成分がさらに重畳されることを特徴とする。

請求項４に係る発明は、請求項１の波長掃引光源であって、前記発振器部は、利得媒質と、前記利得媒質の一端からの光が入射する回折格子と、前記回折格子への前記入射光の回折光が直入射する端面鏡とを含み、前記回折格子を介して、前記利得媒質と前記端面鏡とが光学的に接続された共振器から構成され、前記電気光学偏向器は、前記利得媒質と前記回折格子との間であって、前記共振器により形成される光路上に配置され、前記回折格子への前記電気光学偏向器側からの光入射角をθ、前記回折格子への前記端面鏡側からの光入射角をφ、前記電気光学偏向器の制御電圧対角度感度をγ[ｒａｄ／Ｖ]とするとき、前記鋸歯状波形の前記べき乗成分として、式

で表される係数を有する二乗成分が重畳されることを特徴とする。

請求項５に係る発明は、請求項４の波長掃引光源であって、前記鋸歯状波形の前記べき乗成分として、前記二乗成分に加えて、式

で表される係数を有する三乗成分がさらに重畳されることを特徴とする。

以上説明したように、本発明は、ＳＳ−ＯＣＴに適合した波長変化を実現する波長掃引光源を提供することができる。時間軸上の波長変化が、波数について直線的に変化するプロファイルを持つ波長掃引を実現することで、ＯＣＴイメージの線形性を大幅に改善し尖鋭なＯＣＴイメージを得ることができる。

本発明の波長掃引光源の第１の構成を示す図である。 本発明の波長掃引光源の第２の構成を示す図である。 本発明の波長掃引光源に使用される偏向器の構成および動作を説明する図である。 本発明の第１の構成の波長掃引光源に使用される波長の時間変化の第１の例を示す図である。 本発明の第１の構成の波長掃引光源に使用される制御電圧の時間変化の第１の例を示す図である。 本発明の第１の構成の波長掃引光源に使用される波長の時間変化の第２の例を示す図である。 本発明の第１の構成の波長掃引光源に使用される制御電圧の時間変化の第２の例を示す図である。 本発明の第２の構成の波長掃引光源に使用される波長の時間変化の例を示す図である。 本発明の第２の構成の波長掃引光源に使用される制御電圧の時間変化の例を示す図である。 第１の構成による実施例１の波長掃引光源において、二乗成分のみを含む補正の場合の波長誤差を示す図である。 第１の構成による実施例１の波長掃引光源において、三乗成分まで含めた補正の場合の波長誤差を示す図である。 第２の構成による実施例２の波長掃引光源における波長誤差を示す図である。 実施例２の波長掃引光源を用いたＯＣＴにより得られる点像を示す図である。 第２の構成による実施例３の波長掃引光源における波長誤差を示す図である。 実施例３の波長掃引光源を用いたＯＣＴにより得られる点像を示す図である。 ＯＣＴの基本原理を説明する図である。 ＳＳ−ＯＣＴの原理を模式的に示した図である。 従来技術のポリゴンミラーを用いた波長掃引光源の構成を示した図である。 従来技術のポリゴンミラーを用いた波長掃引光源によって得られる発振波長の時間変化を示した図である。 波数の時間依存性を示す図である。 図１７の場合において、１０次高調波までの重畳波形を示す図である。 第３実施形態の波長掃引光源の構成を示す図である。 エタロンフィルタの共振特性を示す図である。 波長掃引光源の出力光を示す図である。 波長掃引光源の出力光の周波数特性を示す図である。 図１９の共振器内にエタロンフィルタを配置しない場合において、波長掃引光源の出力光の周波数特性を示す図である。 第３実施形態において、実際に挿入されたエタロンフィルタの入力波長と透過率との関係の一例を示す図である。 第３実施形態において、エタロンフィルタの挿入前に測定された各波長掃引特性の一例を示す図である。 第３実施形態において、エタロンフィルタの挿入時に測定された各波長掃引特性の一例を示す図である。 エタロンフィルタ挿入時に測定された波長掃引特性を波長に対して拡大した例を示す図である。 エタロンフィルタを使用しないときの波長の様子を示す図である。 エタロンフィルタを使用したときの波長の様子を示す図である。 エタロンフィルタの入力波長と透過率との関係の一例を示す図である。 エタロンフィルタの挿入前の波長掃引光源の各波長掃引特性の一例を示す図である。 エタロンフィルタを挿入したときの波長掃引特性を示す図である。 図２９Ｂに示した波長掃引特性のうち１３１９.９ｎｍ〜１３２０.１５ｎｍの拡大例を示す図である。

本発明は、ＫＴＮなどを含む電気光学偏向器を利用した波長掃引光源において、電気光学偏向器に印加する制御電圧の波形を適切に成形することによって、波数が時間に対して直線的に変化するような波長変化を生じさせることを特徴とする。以下、最初に実施形態の波長掃引光源の構成について詳細に説明する。次に、電気光学偏向器の構成および動作について説明する。最後に、波数が時間に対して直線的に変化するような波長変化を与える、本発明の実施形態特有の制御電圧の制御方法について説明する。

＜第１実施形態＞
図１は、本発明の波長掃引光源の第１の構成を示す図である。波長掃引光源２００は、発振器部２０１および制御電圧生成部２０２から構成される。発振器部２０１は、リトロー構成のレーザ発振器であり、利得媒質１０１は、第１の集光レンズ１１１および第２の集光レンズ１０２の間に配置される。回折格子１０９は、利得媒質１０１に対して、入射光と回折光が同一方向に入出力するリトロー配置となるような位置に配置される。利得媒質１０１および回折格子１０９が光学的に接続され、光共振器が構成される。集光レンズ１０２と回折格子１０９との間であって、共振器により形成される光路上には、電気光学偏向器１０３が配置される。第１の集光レンズ１１１は、出力結合鏡１１２に相対し、このようにして出力結合鏡１１２と回折格子１０９とを両端とする光共振器が構成される。出力結合鏡１１２からは、この光共振器によるレーザ作用による出力光１１３が得られる。

発振波長の掃引は、制御電圧生成部２０２から電気光学偏向器１０３に結線された制御電圧１０４を通じ、回折格子１０９への入射光束を偏向することにより行われる。すなわち、電気光学偏向器１０３による偏向によって、回折格子１０９への入射角を変化させる。本発明の構成においては、電気光学偏向器１０３に印可する電圧を変えることによって、可動部の介在なしに高速に波長を掃引することができる。電気光学偏向器の具体構成については、後に詳細に説明する。

制御電圧生成部２０２は、電気光学偏向器に対する本発明に特有の制御電圧１０４を生成する。制御電圧生成部２０２では、鋸波状波形発生器１１５からの鋸波状波形出力が、第１の乗算器１１６の２つの入力に接続される。第１の乗算器１１６の出力は、第２の乗算器１１８の一方の入力および第１の加算器１１７に入力される。鋸波状波形発生器１１５からの鋸波状波形出力は、第２の乗算器１１８のもう一方の入力にも接続される。第２の乗算器１１８の出力は、第２の加算器１１９へ入力される。鋸波状波形発生器１１５と、第１の加算器１１７と、第２の加算器１１９とは縦続従属されている。

図１に示した制御電圧生成部２０２の構成から明らかなように、第１の加算器１１７の出力には、鋸波状波形の二乗成分が得られ、第２の加算器１１９の出力には、鋸波状波形の三乗成分が得られる。第２の加算器１１９の出力は、電圧利得Ａを持つ高電圧増幅器１２０へ入力され、必要な電圧レベルまで増幅された後、制御電圧１０４が得られる。後述するように、電気光学偏向器１０３は、タンタル酸ニオブ酸カリウム（ＫＴＮ）などの電気光学結晶を利用するのが望ましいので、数１００Ｖ程度の電圧レベルが必要となる。第１の乗算器１１６および第２の乗算器１１８は、図１に明示的に示してはいないが、それぞれゲインを設定可能であって、オフとすることもできる。

第１の乗算器１１６および第２の乗算器１１８の各ゲインを適切に設定することによって、第２の加算器１１９の出力には、主たる鋸波状波形に、鋸波状波形の二乗成分と鋸波状波形の三乗成分とがそれぞれ所望の係数を以って重畳された波形が得られる。

本発明の課題において説明したように、ＳＳ−ＯＣＴに利用されていた従来技術の波長可変光源では、発振波長は、図１６に示したように横軸の時間ｔに対してやや上に凸であって概ね線形的（直線的）に変化している。これは、図１の制御電圧生成部２０２において、第１の乗算器１１６および第２の乗算器１１８の各ゲインを０として、発振器部２０１を制御する場合に相当する。すなわち、制御電圧１０４として、鋸波状波形のみが電気光学偏向器１０３に印加される状態に対応する。後述するように本発明では、制御電圧を補正して、鋸波状波形に加えて、鋸波状波形の二乗成分および鋸波状波形の三乗成分を重畳した波形によって、電気光学偏向器１０３を制御する。制御電圧のこの補正の詳細については、後述する。

＜第２実施形態＞
図２は、本発明の波長掃引光源の第２の構成を示す図である。波長掃引光源３００は、発振器部３０１および制御電圧生成部３０２から構成される。発振器部３０１は、リトマン構成のレーザ発振器であり、リトロー構成である第１の構成の発振器部２０１と構成は異なるが、制御電圧生成部３０２は第１の構成の制御電圧生成部２０２と同一である。従って、次に発振器部３０１の構成のみ説明する。

図２において、利得媒質１０１は、第１の集光レンズ１１１および第２の集光レンズ１０２の間に配置される。利得媒質１０１は、第２の集光レンズ１０２を経て、電気光学偏向器１０３、回折格子１０６および直入射する端面鏡１１０から構成される波長フィルタに結合されている。また、回折格子１０６を介して、利得媒質１０１と端面鏡１１０とが光学的に接続され、共振器が構成される。さらに、第１の集光レンズ１１１は、出力結合鏡１１２に相対し、全体で、出力結合鏡１１２と端面鏡１１０を両端とする光共振器が構成される。出力結合鏡１１２からは、この光共振器によるレーザ作用による出力光１１３が得られる。電気光学偏向器１０３は、利得媒質１０１と回折格子１０６との間であって、共振器により形成される光路上に配置されている。

本発明の波長掃引光源においては、回折格子１０６への集光レンズ１０２に面する側からの入射角θと、端面鏡１１０に面する側からの入射角φとの間に特段の制限は無い。しかし、より強いフィルタ効果を得る観点からは、上述の波長フィルタにおいて、回折格子１０６への集光レンズ１０２に面する側からの入射角θは、端面鏡１１０に面する側からの入射角φと比較して、絶対値が大きく設定されるのが好ましい。その結果、回折格子１０６への回折格子入射光束１０７に比して、回折格子出射光束１０８が伸張され、太く広がり角の小さい光束として端面鏡１１０で反射される。したがって、波長フィルタの選択波長幅を狭窄化することができる。発振波長の掃引は、電気光学偏向器１０３に結線された制御電圧源１０４を通じ、回折格子入射光束１０７を偏向することにより行われる。

すなわち、電気光学偏向器１０３による偏向によって、回折格子１０６への入射角θを変化させる。本発明の波長掃引光源においては、電気光学偏向器１０３に印加する電圧１０４を変えることによって、可動部の介在なしに高速に波長を掃引することができる。次に、本発明の波長可変光源に使用するのに好適な電気光学偏向器について説明する。

最近、特定の電気光学効果結晶において、新たな現象が見出された。この電気光学効果結晶では、電圧印加による電界に伴って、結晶に電荷の注入が行なわれる。その結果、結晶内に、その注入電荷の形成する空間電荷分布、または、注入電荷がさらに電気光学結晶中に捕捉されて生成されるトラップ電荷分布が生じる。そして、この電荷分布による非一様な電界分布が屈折率の勾配を惹起し、この勾配に直交する光線の進路を屈曲させる現象が生じる。

この現象の発生には、屈折率変化か電界の二乗に比例して生じる２次の電気光学効果が必要である。さらに、この効果を示す結晶が、大きい誘電率および小さい易動度を有して初めて、現実的な値の印加電圧や電流に伴って、この偏向現象が発現する。この種の結晶の代表的な例として、タンタル酸ニオブ酸カリウム(ＫＴａ1-x ＮｂxＯ3 （０＜ｘ＜１）:ＫＴＮ)や、さらにリチウムをドープした（Ｋ1-yＬｉyＴａ1-xＮｂxＯ3（０＜ｘ＜１、０＜ｙ＜１））が知られている。

このような結晶においては、結晶内のすべての部分が偏向作用を担う。光線の伝搬経路上の各部分での作用が累積された偏向を受けて、光線は結晶から出射する。即ち、得られる偏向量は結晶内の光の伝搬長に比例する。この点において、従来用いられていたプリズム型の光偏向器と比べて、その動作機序を全く異にしている。その特有の偏向機序の結果、偏向動作が高速であって、かつ、偏向角範囲が大きく取れるという特徴を有する。このような電気光学偏向器は、特許文献１に詳細が開示されている。

図３は、本発明の波長掃引光源に使用される偏向器の構成および動作を説明する図である。図３は、偏向器の偏向面内を見た、基本的な構成および動作を説明している。電気光学結晶３０１の対向面には、それぞれ電極３０２および接地電極３０３が形成される。入射光３０５は、これら２つの電極の中間を通る中心光軸３０８に沿って伝搬する。ここで、制御電圧源３０４によって電極３０２に電圧を印加すると、結晶内の光線は負極（正電圧印加時を示す図３では、接地電極３０３）側に屈曲した偏向光路３０７を辿り、偏向した出射光３０６として結晶３０１から出射する。

偏光光路３０７を出射端面Ａの「結晶側（内部）」において観察すると、あたかも結晶中心に位置する偏光中心３１０から、光線が発しているように見える。すなわち、偏向作用によって光線が、この偏光中心３１０の周りに回転するように見える。これを結晶の「外部」の出射光３０６について観察すると、今度は、あたかも偏向作用によって射出中心３０９の周りに回転するように見える。このような射出中心３０９は、出射端面Ａにおける屈折作用によって出射端面側に近づき、結晶長をＬとすると、出射端面ＡからＬ／（２ｎ）の場所に位置する。ここでｎは結晶の屈折率である。

電気光学偏向器において得られる上述の偏向量は結晶長に比例する。しかしながら、結晶を長くしようとすると、結晶の均一性の確保がより困難となる。また、結晶を長くすると、静電容量が大きくなるため制御電圧源３０４に要求される皮相電力が増加する。この結果、電気光学偏向器の高速駆動に障害を来す。このような種類の電気光学偏向器では、実際に必要な長さの結晶を用いる替わりに、内部反射による光路の折り返しを利用することによって、結晶長を増したのと等価な効果を得ることもできる。

次に、本発明の波長掃引光源の動作について、制御電圧生成部２０２、３０２から電気光学偏向器１０３に与えられる制御電圧１０４を詳細に説明する。ここで、δを、電気光学偏向器によって受ける回折格子への入射角変化量とする。

一般に、ＫＴＮなどを利用した電気光学偏向器では、電気光学偏向器内の光路が、図１または図２のｙ軸の下方側に偏向してδが負となるとき、制御電圧は正の電圧となる。簡単のため、制御電圧１０４とδの関係は、概ね線形であると考える。すなわち、制御電圧１０４とδとは正比例の関係にあるものとする。

図１または図２に示した構成の場合では、δが正の値となるに従ってδの変化率が大きくなるような制御電圧１０４をＫＴＮに印加することによって、発振波長の時間変化が下に凸となるような波長掃引プロファイルを得ることができる。言い換えると、制御電圧は、発振波長が長波長側に掃引されるほど、発振波長の変化率が大きくなるように制御されれば良い。このように制御電圧が補正されれば、発振波長が長波長側となるほど、発振波長がより速く変化して、発振波長の時間変化は、下に凸の形状となる。このとき、本発明の波長掃引光源では、時間軸上で波数が線形的に変化するように掃引波長が制御される。したがって、本発明をＳＳ−ＯＣＴに適用すれば、対象物の生体の深さ方向について線形性が良く、尖鋭なＯＣＴイメージが得られる。

本発明では、電気光学偏向器への制御電圧として、従来技術で使用されていた鋸波状波形の制御信号ではなく、主たる鋸波状波形に加えて、鋸波状波形のべき乗成分を所定の係数（振幅比）で重畳させる。これによって、ＳＳ−ＯＣＴへ適用するのに好適な、波長掃引光源の制御電圧プロファイルを実現する。鋸波状波形のべき乗成分を所定の係数（振幅比）で重畳させる補正を行う結果、発振波長の時間変化は、下に凸の形状となる。このとき、本発明の波長掃引光源において、波長の時間変化は、波数に対して線形的に変化するように制御される。

図４Ａは本発明の第１の構成の波長掃引光源に使用する波長の時間変化の第１の例を示す図、図４Ｂは本発明の第１の構成の波長掃引光源に使用する制御電圧の時間変化の第１の例を示す図である。図４および図４Ｂでは、主たる鋸波状波形に、鋸波状波形の二乗成分のみを重畳した場合の制御電圧波形を示している。図４Ａは波長の時間変化を示し、図４Ｂは制御電圧発生部により与えられる制御電圧の時間変化を示す。ａの破線の波形は、従来技術による鋸波状波形のみの場合（ランプ波形）を示している。ｂの実線の波形は、本例の二乗成分のみを重畳した場合を示している。ｃの点線の波形は、望ましい波長変化を示したものである。

本例では、二乗成分を以下の振幅比で重畳する。図１において、回折格子１０９への電気光学偏向器１０３からの光入射角をθとする。高電圧増幅器１２０の電圧ゲインをＡとしたので、電気光学偏向器１０３の単体での制御電圧対偏向角度感度をＡ倍したものを、γ（ｒａｄ／Ｖ）とする。ここでγは、偏向角を偏向器への印加電圧で割った値に相当する。以下、制御電圧をV(t)=V₀×t+V₁×t²+V₂×t³とした時の二乗成分および三乗成分の係数の決定法について述べる。ここで、V₀は時間の１次の係数、tは時間、V₁は時間の２次の係数、V₂は時間の３次の係数を示している。図４Ｂの制御電圧波形ｂは、第１の乗算器１１６のゲインを調整して、鋸波状波形の二乗成分の係数が次式となるようにしたものである。

上式は、式（２）にδを顕に含めて２Λｓｉｎ（θ＋δ）＝ｍλと書き、時間ｔの関数δ（ｔ）の零点の周りで、波数１／λのｔについての２階微分が零となる条件を求めることによって求められる。

二乗成分を所定の振幅比で重畳することにより、ｂの実線で示した波長の時間変化は下に凸となり、ｃの点線で示した望ましい波長変化に大分近づくことが分かる。しかしながら、短波長側で変化率が過剰である一方、長波長側では変化率が不足しており、さらなる改善が望まれる。

図５Ａは本発明の第１の構成の波長掃引光源に多用する波長の時間変化の第２の例を示す図、図５Ｂは本発明の第１の構成の波長掃引光源に多用する制御電圧の時間変化の第２の例を示す図である。図５Ａおよび図５Ｂでは、主たる鋸波状波形に、鋸波状波形の二乗成分および鋸波状波形の三乗成分を重畳した場合の制御電圧波形を示している。図５Ａは波長の時間変化を示し、図５Ｂは制御電圧発生部により与えられる制御電圧の時間変化を示す。ａの破線の波形は、従来技術による鋸波状波形のみの場合（ランプ波形）を示している。ｂの実線の波形は、本例の二乗成分および三乗成分を重畳した場合を示している。ｃの点線の波形は、望ましい波長変化を示したものである。

本例では、式（４）で表される係数の二乗成分に加えて、以下の振幅比で三乗成分を重畳する。図１において、回折格子１０９への電気光学偏向器１０３からの光入射角をθとする。高電圧増幅器１２０の電圧ゲインをＡとしたので、電気光学偏向器１０３の単体での制御電圧対偏向角度感度をＡ倍したものを、γ（ｒａｄ／Ｖ）とする。図５Ｂの制御電圧波形ｂは、第１の乗算器１１６のゲインを式（４）で表される係数となるように調整し、かつ、第２の乗算器１１８のゲインを調整して、鋸波状波形の三乗成分の係数が次式で表されるようにしたものである。

上式は、上述した式（４）の導出と同じ手順で、さらに、波数１／λのｔについての３階微分が零となる条件を求めることによって求められる。

図６Ａは本発明の第２の構成の波長掃引光源に使用する波長の時間変化の例を示す図、図６Ｂは本発明の第２の構成の波長掃引光源に使用する制御電圧の時間変化の例を示す図である。図６Ａおよび図６Ｂでは、主たる鋸波状波形に、鋸波状波形の二乗成分のみを重畳した場合の制御電圧波形を示している。図６Ａは波長の時間変化を示し、図６Ｂは制御電圧発生部により与えられる制御電圧の時間変化を示す。ａの破線の波形は、従来技術による鋸波状波形のみの場合（ランプ波形）を示している。ｂの実線の波形は、本例の鋸波状波形の二乗成分を重畳した場合を示している。本例では、望ましい波長変化は、ｂの本発明による波形と図上に区別して描くのが困難な程一致するので示していない。

本例の具体的な構成を述べれば、回折格子は３００ｌ／ｍｍの線刻密度を持ち、入射角θ＝７２．２°、入射角φ＝−３３．８°動作中心波長は１．３５μｍである。また、電気光学偏向器は、ＫＴＮを使用しており、制御電圧対角度感度γは、０．１７ｍｒａｄ／Ｖである。

本例では、二乗成分を以下の振幅比で重畳する。図２において、回折格子１０６への電気光学偏向器１０３からの光入射角をθ、回折格子１０６への端面鏡１１０からの光入射角をφとする。高電圧増幅器１２０の電圧ゲインをＡとしたので、電気光学偏向器１０３の単体での制御電圧対偏向角度感度をＡ倍したものを、γ（ｒａｄ／Ｖ）とする。図６Ｂの制御電圧波形ｂは、第１の乗算器１１６のゲインを調整して、鋸波状波形の二乗成分の係数が次式で表されるようにしたものである。

上式は、この第２の構成についての回折格子方程式のΛ（ｓｉｎ（θ＋δ）＋ｓｉｎφ）＝ｍλについて、時間ｔの関数δ（ｔ）の零点の周りで、波数１／λのｔについての２階微分が零となる条件を求めることによって求められる。

図６Ａおよび図６Ｂから明らかなように、本発明の第２の構成（リトマン構成）の波長掃引光源では、主たる鋸波状波形に、式（６）で表される係数を持った鋸波状波形の二乗成分のみを重畳することによって、概ね、望ましい波形に一致する制御電圧が得られる。

しかしながら、さらなる改善のために、第１の構成と同じように、式（６）で表される係数の二乗成分に加えて、次式で表される係数の三乗成分をさらに重畳するのが好ましい。すなわち、第１の乗算器１１６のゲインを式（６）で表される係数となるように調整し、かつ、第２の乗算器１１８のゲインを調整して、鋸波状波形の三乗成分の係数が次式で表されるようにすれば良い。

上式は、上述した式（６）の導出と同じ手順で、さらに、波数１／λのｔについての３階微分が零となる条件を求めることによって求められる。
式（４）〜式（７）からわかるように、本発明により電気光学偏向器の制御電圧を補正する方法は、重畳すべき鋸波状波形のべき乗成分（二乗成分、三乗成分）が、発振器部２０１、３０１における回折格子１０６、１０９周辺の配置構成（θ、φ）によってのみ決定される。したがって、波長掃引を実行するための主たる鋸波状波形の振幅や周期には依存せずに、制御電圧波形の補正を行なうことができる。この結果、鋸波状波形の振幅を変えることによって、波長掃引範囲を自由に変えることができる。乗算器１１６、１１８のゲインを調整して、二乗成分および三乗成分の係数を設定するだけで、望ましい制御電圧波形を生成することができる。この結果、発振波長が長波長側となるほど、発振波長がより速く変化して、発振波長の時間変化は、下に凸の形状となる。すなわち、発振波長の時間変化が、波数に対して線形的に変化するように制御が行なわれるので、ＳＳ−ＯＣＴに適用する場合に、対象物の生体の深さ方向について、線形性が良く尖鋭なＯＣＴイメージが得られる。

以下、より具体的な実施例について述べる。
＜実施例１＞

図７は、第１の構成の波長掃引光源による実施例１で、制御電圧に二乗成分のみの補正を施した場合の波長誤差を示す図である。本実施例は、図１に示した第１の構成によるもので、回折格子は３００ｌ／ｍｍの線刻密度を持ち、入射角θ＝３５．０°、動作中心波長は１．３５μｍである。べき乗成分は、二乗成分のみを式（４）で示す係数を持つように第１の乗算器１１６のゲインを調整した。ａの破線は、従来技術による鋸波状波形の制御電圧で掃引した場合の波長変化の、望ましい波長変化からの誤差を示した。ｂの実線は、二乗成分のみを重畳して補正した場合の波長変化の、望ましい波長変化からの誤差を示した。本実施例によれば、波長１．３５μｍを中心として、幅１００ｎｍの範囲においてほぼ理想的な波長変化が得られている。

図８は、第１の構成の波長掃引光源による実施例１において、三乗成分まで含めた補正を行った場合の波長誤差を示す図である。図７に示した二乗成分に追加して、さらに三乗成分を重畳するため、式（５）で示す係数を持つように第２の乗算器１１８のゲインを調整した。ａの破線は、従来技術による鋸波状波形の制御電圧で掃引した場合の波長変化の、望ましい波長変化からの誤差を示した。ｂの実線は、二乗成分および三乗成分を重畳して補正した場合の波長変化の、望ましい波長変化からの誤差を示した。本実施例によれば、波長１．３５μｍを中心として、図７よりもさらに広い範囲の幅２００ｎｍの範囲においてほぼ理想的な波長変化が得られている。本実施例では、従来技術のポリゴンミラーを用いた場合や、単純な鋸波状波形のみを含む制御電圧を電気光学偏向器に印加した場合の波長掃引光源と比べて、顕著に波長誤差を改善している。
＜実施例２＞

図９は、第２の構成の波長掃引光源による実施例２の波長誤差を示す図である。本実施例は、図２に示した第２の構成によるもので、回折格子は３００ｌ／ｍｍの線刻密度を持ち、入射角θは７２．２°、入射角φは−３３．８°動作中心波長は１．３２μｍである。べき乗成分は、二乗成分が式（６）で表される係数を持つように第１の乗算器１１６を、三乗成分が式（７）で表される係数を持つように第２の乗算器１１８をのゲインを、それぞれ調整した。

ａの破線は、従来技術による鋸波状波形の制御電圧で掃引した場合の波長変化の、望ましい波長変化からの誤差を示した。ｂの実線は、二乗成分のみを重畳して補正した場合の波長変化の、望ましい波長変化からの誤差を示した。ｃの実線は、二乗成分に加えて三乗成分も重畳して補正した場合の波長変化の誤差を示した。三乗成分まで含めて補正を行うほうが、広い範囲で理想により近い波長変化が実現されている。

図１０は、実施例２の波長掃引光源を用いたＯＣＴにより得られる点像を示す図である。図１０における点像（ＰＳＦ：Point Spread Function）は、実施例２の波長掃引光源を用いたＳＳ−ＯＣＴにおいて、対象物の一定深さに単一の反射面があるときに得られるＯＣＴイメージを示している。この点像は、実施例２の構成によって生成した制御電圧によって生じる波長の時間変化を示す波長掃引光源によるＳＳ−ＯＣＴの干渉波形を計算し、その干渉波形を離散フーリエ変換することによって得られる。より具体的には、反射面深さを空気中で１．５ｍｍ（光路長差３．０ｍｍ）とし、１００ｎｍの波長掃引中に、１０００点の干渉データを等時間間隔で採取した。この場合、電気光学偏向器に印加する制御電圧の１スキャンの間に１０００点の干渉データを取得することに相当する。離散フーリエ変換することによって、対象物内の深さ方向について、５００点から構成されるＯＣＴイメージが得られる。

図１０では、縦軸に、計算されたフーリエ振幅をｄＢ換算して表示している。ａ〜ｄの４種類の波形のプロットは、判別し易いように、縦軸方向に２０ｄＢずつずらして表示してある。ａの点線は、従来技術の鋸波状波形のみが含まれる制御電圧で掃引した場合の点像を示している。ｂの実線は、二乗成分のみを重畳して補正した制御電圧で掃引した場合の点像を示しており、図９のｂの波長誤差の場合に対応する。ｃの実線は、二乗成分および三乗成分を重畳して補正した制御電圧で掃引した場合の点像を示しており、図９のｃの波長誤差の場合に対応する。ｄの破線は、理想的な望ましい波長変化の制御電圧で掃引した場合の点像を示している。

図１０の各点像からわかるように、点像が深さ方向に広がっている従来技術の場合と比べて、実施例２の制御電圧を電気光学偏向器に印加した場合には、点像はシャープとなっている。特に、三乗成分まで含めたｃの場合には、理想的な状態にかなり近づいている。
＜実施例３＞

図１１は、第２の構成の波長掃引光源による実施例３の波長誤差を示す図である。本実施例は、図２に示した第２の構成によるもので、回折格子は６００ｌ／ｍｍの線刻密度を持ち、入射角θは５２．３１°、入射角φは０．０４°動作中心波長は１．３２μｍである。実施例２と比べると、入射角θがより小さく、回折格子の刻線密度は２倍となっている点で相違している。実施例２と同様に各べき乗成分は、二乗成分が式（６）で表される係数を持つように第１の乗算器１１６のゲインを調整し、三乗成分が式（７）で表される係数を持つように第２の乗算器１１８のゲインを調整した。

ａの破線は、従来技術による鋸波状波形の制御電圧で掃引した場合の波長変化の、望ましい波長変化からの誤差を示した。ｂの実線は、二乗成分のみを重畳して補正した場合の波長変化の、望ましい波長変化からの誤差を示した。ｃの実線は、二乗成分に加えて三乗成分も重畳して補正した場合の波長変化の誤差を示した。実施例２の波長誤差を示した図９の各曲線と対比すれば、実施例３では大幅に波長誤差が低減されていることがわかる。これは、下で述べるように、図２に示した発振器部３０１において、発振器内で必要なフィルタ効果を得るための入射角θが小さくできるためと考えられる。

ここで再び図２を参照すると、第２の構成の波長掃引光源において、発振波長λは、次式によって決定される。
Λ（ｓｉｎ（θ＋δ）＋ｓｉｎφ）＝ｍλ 式（８）
ここで、Λは回折格子のピッチであり、λは発振波長、ｍは回折次数である。θおよびφは、図２に示したように回折格子への入射角および出射角である。δは、電気光学偏向器によって受ける回折格子への入射角変化量である。式（２）とともに従来技術について説明したように、波長λの変化形状は、式（８）左辺のθを含むｓｉｎ項の影響を受ける。実施例３では入射角θが小さくできた。上述の実施例３における波長誤差の低減は、ｓｉｎ項に由来する上に凸の望ましくない変化形状（曲率）が、元々、θが小さいほど少ないためと考えられる。

図１２は、実施例３の波長掃引光源を用いたＯＣＴにより得られる点像を示す図である。図１０と同様に、縦軸に計算されたフーリエ振幅をｄＢ換算して表示している。ａ〜ｄの４種類の波形のプロットは、判別し易いように、縦軸に２０ｄＢずつずらして表示してある。ａの点線は、従来技術の鋸波状波形の制御電圧で掃引した場合の点像を示している。ｂの実線は、二乗成分のみを重畳して補正した制御電圧で掃引した場合の点像を示しており、図１１のｂの波長誤差の場合に対応する。ｃの実線は、二乗成分および三乗成分を重畳して補正した制御電圧で掃引した場合の点像を示しており、図１１のｃの波長誤差の場合に対応する。ｄの破線は、理想的な望ましい波長変化の制御電圧で掃引した場合の点像を示している。

図１０に示した実施例２の場合と比較して、二乗成分のみを重畳した波形ｂ、および、三乗成分まで含めて重畳した波形ｃのいずれの場合も、よりシャープな点像が得られている。特に、三乗成分までを含めた制御電圧を電気光学偏向器に印加した場合は、点像は極めてシャープとなり、理想的なＯＣＴイメージが得られる状態に非常に近づいている。

上述のように、波長掃引光源の電気光学偏向器への制御電圧に対して、発振波長の時間変化が、波数に対して線形的に変化するように補正を施すことで、ＯＣＴで得られる点像をシャープに保つことができる。上記の制御電圧の補正は、主たる鋸波状波形に、鋸波状波形のべき乗成分を重畳することで容易に生成可能である。具体的には、主たる鋸波状波形に鋸波状波形の二乗成分のみを、または、二乗成分および三乗成分を重畳すれば十分である。上記のように補正された制御電圧を利用すると、波長掃引光源では、発振波長が長波長側となるほど、発振波長がより速く変化して、発振波長の時間変化は、下に凸の形状となる。本発明の波長掃引光電では、時間軸上で波数に対して線形的に変化するように、掃引波長の制御が行なわれことになる。

以上述べた本発明の波長掃引光源の構成では、制御電圧生成部２０２、３０２に示したように、鋸波状波形のべき乗成分を生成して制御電圧を補正するために、乗算器および加算器などのアナログ電子回路を用いている。しかし、べき乗成分の生成・加算はこの方法に限定されず、例えば、数値的に計算したデータに基づいて、任意波形発生器によって制御電圧を生成することもできる。

本発明による電気光学偏向器の制御電圧の補正方法は、重畳されるべき乗成分の係数（比率）が、回折格子周りの配置のみに依存し、鋸波状波形の振幅や周期には依らない。従って、鋸波状波形の振幅を変えて波長掃引範囲を自由に変えられるという特徴がある。

また、発振器部２０１、３０１の構成も様々な変形が可能であって、図１および図２の構成に限定されない。すなわち、制御電圧に対して波長掃引光源１００の発振波長λが時間に対して概ね直線的に変化する場合に、波数が時間に対して直線的に変化するような波長変化を与えるように制御電圧を補正している点に本願発明の特徴があることに留意すべきである。

以上詳細に述べたように、本発明により、ＳＳ−ＯＣＴに適合した波長変化を実現することができる波長掃引光源を提供することができる。波長変化が、波数について直線的に変化するプロファイルを持つ波長掃引電圧を利用することで、ＯＣＴイメージの線形性を大幅に改善し尖鋭なＯＣＴイメージを得ることができる。
＜実施例４＞

次に、レーザ発振の波数（К）について、数９の式のように、KTN偏向器からの出射光の偏向角（θ）の関数を用いて表す。

θはKTN偏向器への印加電圧（V）の関数であり、理想的にはθとVは比例する。しかし、KTN偏向器の不完全性や補償レンズの収差などの影響により、比例関係からのずれが生じるため、θは、数２のように、電圧の高次項を摂動として考慮した方が現実に近い。

ここで、数１０を数９の式に代入すると、Vの二次まででも、数１１の式のように、急速に複雑化することに着目しておく。

ここで、KTN偏向器は、電気的にみると数nFの静電容量を持つコンデンサと等価である。KTN偏向器を数百kHzの周波数で数百ボルトの電圧で駆動させる場合、出力インピーダンスを小さくして任意波形を発生させる電源よりも、コンデンサ、抵抗およびコイルで構成される共振回路によって駆動させるほうが、電源の消費電力やサイズの観点から有利となる。ただし、上述した共振回路だけでKTN偏向器を駆動させると、正弦波しか発生させることできないため、共振周波数を基本波として、その高調波を、振幅および／または位相を調整しながらDC電圧と共に重畳させることが現実的な手法となる。
波長掃引を角周波数ωで時間的に周期的に行う場合、DCオフセット電圧に、基本波と高調波とを重畳すると、電圧のパターンは、数１２の式で表される。

ここで、数１０および数１２を数９の式に代入すると、印加電圧の各周波数成分および位相をパラメータとして、時間の関数として波数が与えられる。しかし、波数を時間の関数として表すと、各周波数成分に{ｋ_ｉ}，{θ_ｉ}, {Ｖ_ｉ}の成分を含む複雑な関数となってしまう。

さらに、共振周波数の高調波重畳回路の出力インピーダンスが十分に小さくない場合、各高調波の位相遅れまたは振幅が、負荷や電圧の値に依存してしまう。この場合、別個独立して決められた{ｋ_ｉ}，{θ_ｉ}, {Ｖ_ｉ}を用いて、波数の時間依存性を決定するよりも、波数の時間依存性の実測値をもとにフィードバック制御を行い、所定の値を有する時間依存性に近づけていく方法が有効である。この方法は、波数（ｋ）を印加電圧の各周波数成分{ｆ_ｍ}と位相ずれ{Φ_ｍ}の関数として、数１５に示される係数{ｆ_ｍ}，{Φ_ｍ}を決定することに相当する。

なお、数１５の式中、Ｍは、高調波をどの程度まで印加するかを表す上限値である。ここでは、Ｍ=１０とする。

静電容量が2nFのKTN偏向器を用いて、中心波長が1320nm近辺、波長掃引幅が100nmとして、200kHzで繰り返し波長掃引を行う場合を例にとって説明する。ここでは、図１７に示したように、掃引中に、短波長（λ=1270nm, k=4.947×10⁶ m^-1）から長波長（λ=1370nm, k=4.586×10⁶ m^-1）にかけて、波数が時間的に一定速度で変化するように調整するものとする。5μsの掃引周期（200kHzに相当する）のうち、80％の時間である4μsを短波長から長波長へ掃引するのに用いる。残りの１μsで長波長から短波長に移るが、その時間依存性は問わない。

図１８は、M=10の時、すなわち10次高調波までの重畳において、図１７の波形の一周期分のみを再現した図である。図１８の波形では、11次以上の高調波がないので、若干の鈍りが生じている。波数を時間的に一定速度で変化させるとしても、M=10の場合には、図１８で示した波形程度の変化が限度である。

次に、グレーティングの刻線数が600本/mm、KTN偏向器への印加電圧が０Vの時のグレーティングの法線への入射角が60°となるよう光学系を調整する場合について説明する。この場合、KTN偏向器への印加電圧±400Vを与えると、波長掃引幅は100nmを超える。この電圧を基準とする。すなわち、1≦m≦10に対して、数１６の式の右辺の値から、

求める波数変化に対して、0.002216を乗じた値を電圧として印加する。

ここで、目的波形である図１８の波形のフーリエ変換を求めると、数１７の式のように
表すことができる。

なお、図１８の波形は、数１８で表してある。

数１７から、印加電圧の基本波および高調波の各々について、振幅、位相の初期値は数１９を用いる。

上記の電圧パターンにより出力光の波数が変化する。このときの波数変化を次の文献に開示された方法（すなわち、電圧波形を等波数間隔になるようにサンプリングする方法）を用いて測定する（ステップ１）。波数変化は、数２０で表してある。

（文献）Yoshiaki Yasuno, Violeta Dimitrova Madjarova, Shuichi Makita, Masahiro Akiba, Atsushi Morosawa, Changho Chomg, Toru Sakai, Kin-Pui Chan, Masahide Itoh and Toyohiko Yatagai, “Three-dimensionalo and high-speed swept−source optical coherence tomography for in vivo investigation of human anterior eye segments,” Optics Express, 10652, Vol.13, No.26, 2003

次に、数１７の式に準拠して、数２０で表される波数変化のフーリエ変換（Ｋ_ｍ）を計算する（ステップ２）。

次に、数２１で表したΔ_ｍを計算する（ステップ３）。

次に、数２２で得られる左辺の値を新たにｋ_ｍとして与えられる印加電圧の基本波および高調波の初期値を得る。

新たに与えられたｋ_ｍについて、ステップ１〜３を繰り返すことにより、波数の時間依存性を求める。そうすると、波数の時間依存性は図１８に示された波形に近づく。

＜実施例５＞
次に、波長掃引光源の一実施形態（第３実施形態）として、共振器にエタロンフィルタを挿入した波長掃引光源について説明する。

図１９は、本実施形態に係る波長掃引光源１ｂの構成を示す図である。この波長掃引光源１ｂは、共振器３００と、共振器３００から入射される光を平行光にして出射する第１の集光レンズ１１１と、第１の集光レンズ１１１から入射する光のみを出力光ｓ１として透過させる光アイソレータ１１２とを含む。そして、共振器３００は、電気光学偏向器３０１と、この電気光学偏向器３０１に接続された制御電圧源３０２とを含む構成となっている。電気光学偏向器３０１は、前述したように、例えばタンタル酸ニオブ酸カリウム（ＫＴａ_１−ｘＮｂ_ｘＯ_３（０＜ｘ＜１）：ＫＴＮ）結晶や、（Ｋ_１−ｙＬｉ_ｙＴａ_１−ｘＮｂ_ｘＯ_３（０＜ｘ＜１、０＜ｙ＜１）：ＫＬＴＮ）結晶等を用いた偏向器である。ＫＴＮ結晶やＫＬＴＮ結晶は、誘電率が大きく、高い電気光学効果をもつため、印加電圧により屈折率を変化させることができる。なお、図１９では、一例として、共振器３００はリットマン配置によって構成される場合について示してある。

共振器３００の内部には、利得媒質を励起させるためのレーザ媒質を有するＬＤ（Laser Diode）１０１が設けられている。図１９において、共振器１００の外部側に位置するＬＤの第１端面１０１Ａには、部分反射コーティング（ＨＲ）が施され、共振器１００の内部側に位置するＬＤの第２端面１０１Ｂには、無反射コーティング（ＡＲ）が施されている。

共振器３００は、第２の集光レンズ１０２と、エタロンフィルタ１０３（第２共振器）と、回折格子１０４と、ミラー１０５（反射鏡）とを備えている。

ＬＤの第２端面１０１Ｂを透過する光を入射する第２の集光レンズ１０２は、光を平行光にして出射するようになっている。

エタロンフィルタ１０３は、共振器１００内で発振される光から、特定の周波数域（波長域）の光のみを透過するように構成されている。この実施形態では、一例として、エタロンフィルタ１０３は、直方体のガラスで構成され、光を透過するコーティング両端面には、３０％程度の反射膜が施されている。エタロンフィルタ１０３の光出力特性については、後に説明する。

回折格子１０４は、入射される光の波長を選択するようになっている。図１９において、例えば鋸歯状溝を有する回折格子１０４は、所望の波長を有する入射光を回折する。

制御電圧源３０２から電圧が電気光学偏向器３０１に印加されると、電気光学偏向器３０１の屈折率が変化し、電気光学偏向器３０１を透過する光の経路も変わる。

図１９は、共振器長およびエタロンフィルタ長を示す図である。図１９に示すように、共振器１００の共振器長は、第１端面１０１Ａとミラー１０５との間の距離ｄである。

一方、エタロンフィルタ１０３のエタロンフィルタ長は、コーティング両端面の間の距離ｄ１である。この実施形態の説明では、一例として、距離ｄを１０ｃｍとし、距離ｄ１を５ｍｍとする。つまり、ｄ１＜ｄが成り立つ。

図２０は、エタロンフィルタの共振特性を示す図である。この出力特性は、図２０のエタロンフィルタ長ｄ１において、エタロンフィルタ１０３を透過する光の周波数を横軸、透過する光の強度を縦軸に表した特性を示している。

図２０に示すようにエタロンフィルタを透過する光は、エタロンフィルタ中での光速度をｃとすると、ｃ／（２ｄ１）の周波数間隔で透過する。すなわち、エタロンフィルタ１０３の出力特性は、図２０に示すように、特定の周波数のみを透過する、くし型特性となる。例えば、ｄ１＝５ｍｍの場合において、ｃ／（２ｄ１）の周波数間隔は、２０ＧＨｚにな
る。

図２１は、波長掃引光源の出力光を示す図である。図２１において、（ａ）は、共振器の発振モードを示す図、（ｂ）は、エタロンフィルタの発振モードを示す図、（ｃ）は、波長掃引光源１の出力光ｓ１を示す図である。各図では、周波数を横軸、光強度を縦軸にしている。

図２１（ａ）に示す共振器の発振モード（第１発振モード）では、図１９の共振器長ｄにおいて、共振器中の光速度をｃとすると、ｃ／（２ｄ）の周波数間隔で光（図を簡単にするために直線で示す。）が発振されている。

一方、図２１（ｂ）に示すエタロンフィルタの発振モード（第２発振モード）では、ｃ／（２ｄ１）の周波数間隔で光が発振されるため、その周波数間隔は、図２１（ａ）の周波数間隔よりも長くなる。

このように周波数間隔の異なる光が発振されると、波長掃引光源の出力光ｓ１（図を簡単にするために直線で示す。）は、図２１（ｃ）に示すように、共振器の発振モードとエタロンフィルタの発振モードとが一致する周波数（例えば、ｆａ）で発振される。したがって、この波長掃引光源１では、エタロンフィルタの発振モードの周波数間隔で光を断続的に出力させることができる。

また、本実施形態に係る波長掃引光源では、図２１（ｂ）におけるエタロンフィルタ１０３の発振モードが成長し続けるために、図２１（ａ）における共振器の発振モードの周波数は、エタロンフィルタ１０３の発振モードの中心周波数のほうへ引き込まれる。これにより、図２１（ｃ）における出力光ｓ１のパワーが安定する。

図２２は、波長掃引光源の出力光ｓ１の周波数特性を示す図である。この周波数特性は、図１９（エタロンフィルタ１０３があるときに、エタロンフィルタ長がｄ１の場合）において、エタロンフィルタ１０３の発振モードの中心周波数をｆａ，ｆｂ，ｆｃ，ｆｄ，ｆｅ，・・・，ｆｈとした場合に、波長掃引光源１の出力光ｓ１の出力時間ｔを横軸、各出力光の発振周波数を縦軸にした特性を示している。また、図２２に示す周波数特性では、エタロンフィルタ１０３の出力特性（光強度を横軸、発振周波数を縦軸）５０１を破線で表している。

なお、図２２では、波長掃引光源の出力光ｓ１の周波数特性の一部を示しているが、この実施形態の説明では、一例として、２４０ＴＨｚ（波長は１２５０ｎｍ）から２２２ＴＨｚ（波長は１３５０ｎｍ）までの周波数幅とする。

このように波長掃引光源１の出力光ｓ１は、ｃ／（２ｄ１）の間隔をもつ周波数で断続的に発振される。そのために、各出力光の周波数帯域幅が狭くなる。

したがって、波長掃引光源１の出力光ｓ１が所定の時間にわたって測定される場合でも、測定開始時の波長（周波数）と測定終了時の波長（周波数）を変化しにくくすることが可能となり、発振波長の変化に起因する測定誤差が生じにくくなる。また、光強度が最大となる周波数、すなわち所望の周波数（例えば、ｃ／（２ｄ１）の間隔をもつｆａ，ｆｂ等）をもつ出力光を断続的に観測することができるため、観測データが光周波数に対してほぼ線形に得られる。

一方、共振器３００内にエタロンフィルタ１０３を配置しない場合には、波長掃引光源の出力光の周波数特性は、共振器の発振モードの周波数間隔が変更されないため、図２３に示すように、連続的な特性となる。したがって、エタロンフィルタ１０３を配置しない場合の波長掃引光源の出力光は、図２３の出力光ｓ１の場合と比べて周波数帯域幅(周波数スペクトル幅)が広くなるため、発振波長（周波数）の測定開始値および測定終了値の変化に起因する測定誤差が生じやすくなる。また、所望の周波数のみをもつ出力光を断続的に観測しにくくなる。

＜実施例６＞
第３実施形態の波長掃引光源では、１つのエタロンフィルタを備える場合について説明したが、共振器の内部または外部に複数のエタロンフィルタを備えるようにしてもよい。

この場合、各エタロンフィルタの共振周波数が一致する周波数もやはり一定の周波数間隔になるので、発振する周波数は一定の周波数間隔で所望の周波数をもつ光を出力させることができる。

あるいは、第３実施形態の共振器の内部、および、外部に複数のエタロンフィルタを分散して設けるようにすることもできる。

＜実施例７＞
以上では、第３実施形態を参照して、一定の周波数間隔で所望の周波数をもつ光が断続的に出力される場合について説明した。しかしながら、各実施形態の波長掃引光源においては、波長掃引時のコヒーレンス長に関し、波長掃引前のものと比較して劣化しないという側面も備えることを確認することができた。つまり、発振スペクトルの線幅が波長掃引前と波長掃引中で比較して変化しないことを確認できた。

以下、第３実施形態の波長掃引光源１ｂを例にとって、かかる側面について、図１９、２４ないし図２６を参照して説明する。

本実施例の波長掃引光源は、全体の構成は図１９に示したものと同様である。すなわち、この実施例の波長掃引光源１ｂは、共振器３００、各集光レンズ１０２，１１１、エタロンフィルタ１０３、回折格子１０４、ミラー１０５、光アイソレータ１１２および電気光学偏向器３０１を備える。この実施例では、ＬＤ１０１には、例えば半導体光増幅器（ＳＯＡ：Semiconductor Optical Amplifier）を用いた。

本実施例のエタロンフィルタ１０３は、厚みが２．０ｍｍおよび屈折率が１．５となるガラスを有する。ガラスは、光の入射面および出射面の反射率がともに３０％となるようにした。

図２４は、エタロンフィルタ１０３の入力波長と透過率との関係の一例を示す図である。なお、横軸は波長、縦軸は透過率を示している。

図２４に示すように、エタロンフィルタ１０３では、波長に対して、透過率が周期的に変化するようになっている。この場合、各周期のおける透過スペクトルの半値幅は常に一定になるように構成されている。

本実施例の回折格子１０４では、グレーティングピッチを例えば６００本/ｍｍとした。

電気光学偏向器３０１は、例えば高速偏向動作が可能なＫＴＮ光スキャナを用いた。ＫＴＮ光スキャナは、回折格子１０４に入射する角度を変化させ、発振波長を可変させる。この実施例では、ＫＴＮ光スキャナのチップ形状として、例えば、４（l）X３（w）X１（t）ｍｍ3の平板構造のものを用いた。そして、このＫＴＮ結晶の４（l）X３（w）ｍｍ2の面上（表裏２面）にTi/Pt/Au電極を形成し、厚み方向に電界を印加させるようにした。さらに、ＫＴＮの晶系が立方晶となる領域は、ペルチェ温度コントローラを用いてＫＴＮの動作温度を制御することで、誘電率が約２００００となるようにした。また、本実施例では、このＫＴＮに対して、周波数ｆ＝２００ｋＨｚ、電位Ｖｐｐ＝６００Ｖとなる正弦波電圧を印加した。これにより、本実施例の波長掃引光源１ｂは、２００ｋＨｚという高周波数で、かつ広帯域で波長掃引を行うことが可能になった。

次に、本実施例の波長掃引光源１ｂを動作させ、光スペアナで測定することで、波長掃引特性を観測した。以下、この観測結果について説明する。

図２５Ａはエタロンフィルタ１０３を挿入する前の波長掃引特性を示す図、図２５Ｂはエタロンフィルタ１０３を挿入したときの波長掃引特性を示す図である。各図では、波長を横軸、光強度を縦軸に示している。なお、図２５Ａおよび図２５Ｂでは、波長掃引特性が、１３２０ｎｍ〜１３５０ｎｍの波長との関係で示されているが、観測時には、１００ｎｍ以上の波長幅にわたって波長掃引特性を確認した。

エタロンフィルタ１０３を挿入する前の波長掃引特性は、図２５Ａに示すように、光強度が常に-２５ｄＢ〜-２２ｄＢ程度となった。これは、波長掃引の際に発振スペクトルの線幅が太く、個々のピークが観測できなかったからである。ＫＴＮ光スキャナでは、波長が連続的に掃引されるが、光スペアナでは、波長の取り込み時間が掃引時間より非常に長くなる。そのため、図２５Ａに示した光強度は、ＫＴＮ光スキャナによって掃引された光スペクトルの重ね合わせ、すなわち積分スペクトルを時間平均したものとなる。

なお、一般的には、波長掃引時において、ＫＴＮ光スキャナの個体差や変動、共振器３００の変動などが生じた場合、発振時の各線幅がその影響を受けるため、波長掃引前よりも可干渉性が低下するおそれがある。図２５Ａに示した波長掃引特性では、波長掃引を高速で行ったので、発振時の波形を観測することはできなかった。しかしながら、公知のマッハツェンダ干渉法によって、コヒーレンス長を測定したところ、波長掃引時のコヒーレンス長が、波長掃引前よりも劣化することが確認できた。

一方、エタロンフィルタ１０３を挿入したときの波長掃引特性は、図２５Ｂに示すように、発振スペクトルが、一定の波長間隔で、かつ、一定の線幅を有する断続的なものとなった。図２５Ｂの例では、光強度は概ね、-３３ｄＢ〜-２０ｄＢ強となった。

図２６は、図２５Ｂに示した波長掃引特性の拡大例を示す図である。図２６では、図２５Ｂの波長掃引特性に示された１３２０ｎｍ〜１３２３ｎｍの波長の中で光強度が最大の光強度を強度比＝１００％となるように設定した。

この場合、強度比が１００％となる発振スペクトルでは、図２６に示すように、半値幅が０．１nmとなった。また、この図２６の例では、発振スペクトルの線幅は、すべて常に０．１nm以下となった。これは、波長掃引前の発振スペクトルの線幅とほぼ同じ結果となった。つまり、エタロンフィルタ１０３が挿入された場合には、波長掃引時にＫＴＮ光スキャナの変動、共振器３００の変動などが生じても、エタロンフィルタ１０３の透過特性によって、それらの影響が小さくなり、波長掃引時も常に良好なコヒーレンス長を保持することが可能となることが確認できた。

このように波長掃引光源１ｂにエタロンフィルタ１０３を挿入することによって、波長掃引時に、その全帯域にわたり良好なコヒーレンス長をもつ発振特性を得ることができることが分かった。したがって、各実施形態における各波長掃引光源も、透過スペクトルの半値幅が常に一定になるように構成されたエタロンフィルタ１０３を備えるようにすれば、常に良好なコヒーレンス長をもつ発振特性を得ることができると考えられる。つまり、各実施形態の波長掃引光源は、一定の周波数間隔で、かつ一定のスペクトル半値幅で所望の周波数をもつ光を断続的に出力する。

このことは、波長掃引時に生じる各光学部品（ＳＯＡ、回折格子、偏向器、集光レンズ等）の環境変化、例えば経時変化や温度変化等によって、波長掃引光源の出力光のコヒーレンス長、すなわち可干渉性が劣化しないことを意味する。つまり波長掃引前と掃引中とで可干渉性が劣化しないことを意味する。このため、例えば各実施形態の波長掃引光源を用いてオプティカル・コヒーレント・トモグラフィ（ＯＣＴ）法で対象物を測定する場合において、測定可能な深さが制限されるという不都合もない。

以上をまとめると、第２共振器であるエタロンフィルタ１０３は、発振周波数間隔のみならず、発振スペクトル半値幅も制御することになる。波長掃引時に光の可干渉性を劣化させるような事象が発生したとしても、第２共振器により規定された一定間隔の発振波長(発振周波数)では光の可干渉性が保障され、掃引全帯域にわたって高い可干渉性を保つことができる。

以上、本発明の各実施形態および実施例（以下、「各実施形態等」という。）を詳述してきたが、具体的な構成は各実施形態等に限られるものではなく、本発明の要旨を逸脱しない範囲の設計変更なども含まれる。

各実施形態等の波長掃引光源において、エタロンフィルタを設ける位置は、図１９に図示された位置に限られない。例えば、図１９に示したものにおいて、エタロンフィルタは、回折格子１０４とミラー１０５との間に設けるようにしてもよいし、ＬＤ１０１と集光レンズ１１１との間に設けるようにしてもよい。あるいは、図１９に示したものにおいて、エタロンフィルタは、電気光学偏向器３０１と回折格子１０４との間に設けるようにしてもよい。

また、ＫＴＮ光スキャナのチップ形状・印加波形、エタロンフィルタの諸特性（厚さ、反射率など）、回折格子１０４のグレーティングピッチ、動作周波数などのパラメータについても様々な変更が可能である。

また、図１９の共振器は、例えばリットマン配置の構成を例示しているが、回折格子がミラーの機能を兼ね備えるリトロー配置で構成することによっても実施することができる。

図１９に示したものにおいて、電気光学偏向器３０１は、電気光学効果を有するＫＴＮスキャナを例にとって説明しているが、他の材料を用いた電気光学型偏向器を適用するようにしてもよい。あるいは、図１９に示したものにおいて、ガルバノミラー、ＭＥＳＭ型ミラーなどの偏向器を用いて実施することもできる。さらに、エタロンフィルタを複数にしても実施することができる。

上述した波長掃引光源では、エタロンフィルタを用いる場合について説明したが、これに限られない。共振器の発振モードの周波数間隔を変更して断続的な出力光が得られるのであれば、例えばマイケルソン干渉計等を用いてもよい。

第３実施形態の波長掃引光源１ｂでは、エタロンフィルタ１０３を共振器３００の内部に設ける場合について説明したが、共振器３００の外部（例えば、光アイソレータ１１２の出力側の位置）に設定する構成にしてもよい。

＜実施例８＞

本実施例の波長掃引光源は、全体の構成は図１９に示したものと同様である。すなわち、この実施例の波長掃引光源１ｂは、共振器３００、各集光レンズ１０２，１１１、エタロンフィルタ１０３、回折格子１０４、ミラー１０５、光アイソレータ１１２および電気光学偏向器３０１を備える。この実施例では、ＬＤ１０１には、例えば半導体光増幅器（ＳＯＡ：Semiconductor Optical Amplifier）を用いた。

共振器の構成部品の位置ずれなどにより、最適な共振状態からずれた状況を考える。

最適な状態からずれることにより、回折格子１０４の波長選択によるフィルタ特性が劣化し、切り出される波長の線幅は広くなる。この状態で発振させると、広い線幅となるため、可干渉性の低い光しか得られない（図２７Ａ参照）。

一方、上記状態でエタロンフィルタ１０３が挿入されている場合、共振器３００全体のフィルタ特性は、回折格子１０４の波長選択によるフィルタ特性と、エタロンフィルタ１０３のフィルタ特性との重ね合わせであり、広がっている回折格子１０４のフィルタ特性の一部をエタロンフィルタが抑制する形状となる。これにより、エタロンフィルタ無しの状態に比べ、狭い線幅の発振となり、可干渉性の高い光を得ることができる（図２７Ｂ参照）。

シリコンエタロンフィルタは、ガラスエタロンフィルタに比べ、次の３点について有効である。

本実施例のエタロンフィルタ１０３は、材質をシリコン（屈折率3.5）、厚み3mm、両面の反射率を31%としたものを用いた（シリコンエタロンフィルタ）。

エタロン効果を得るには、多重反射による干渉現象が発現する程度の垂直度で、共振器内にエタロンフィルタが挿入される必要がある。シリコンはガラスに比べて屈折率が高く、ガラスの屈折率が１．５に対して、シリコンの屈折率は３．５である。このため、シリコンの場合、前述の垂直度が悪かったとしても多重反射による干渉現象が生じやすい。言い換えれば、シリコンエタロンフィルタは、光学系に挿入する際の垂直度の変化、及び、ずれに対して頑強性が比較的高いといえる。従って、シリコンエタロンフィルタは、光学アライメントの容易さに関して、ガラスエタロンよりも有効である。

また、発振モードの周波数間隔を狭くする、すなわち、より密に発振モードを立てるためには、エタロンフィルタ内の光路長を長くする必要がある。シリコンはガラスの屈折率の２．３倍であるため、ガラスと比較して約半分以下の薄さで同様の光路長を実現することができる。このため、共振器内におけるエタロンの占める体積を削減でき、共振器の小型化に有効である。

さらに、シリコンは屈折率が高いためフレネル損失が高く、反射率が高い。ガラスのように高反射率を実現するためには基板に反射膜を蒸着する必要なく、シリコン基板を切断しただけで必要な反射率をもつエタロンを得ることができ、経済的に有効である。

図２８は、エタロンフィルタ１０３の入力波長と透過率との関係の一例を示す図である。なお、横軸は波長、縦軸は透過率を示している。

図２８に示すように、エタロンフィルタ１０３では、波長に対して、透過率が周期的に変化するようになっている。この場合、各周期のおける透過スペクトルの半値幅は常に一定になるように構成されている。

本実施例の回折格子１０４では、グレーティングピッチを例えば950本/ｍｍとした。

電気光学偏向器３０１は、例えば高速偏向動作が可能なＫＴＮ光スキャナを用いた。ＫＴＮ光スキャナは、回折格子１０４に入射する角度を変化させ、発振波長を可変させる。この実施例では、ＫＴＮ光スキャナのチップ形状として、例えば、４（l）X３（w）X１．５（t）ｍｍ³の平板構造のものを用いた。そして、このＫＴＮ結晶の４（l）X３（w）ｍｍ²の面上（表裏２面）にTi/Pt/Au電極を形成し、厚み方向に電界を印加させるようにした。さらに、ＫＴＮの晶系が立方晶となる領域は、ペルチェ温度コントローラを用いてＫＴＮの動作温度を制御することで、誘電率が約２００００となるようにした。また、本実施例では、このＫＴＮに対して、周波数ｆ＝２００ｋＨｚ、電位Ｖｐｐ＝８００Ｖとなる正弦波電圧を印加した。これにより、本実施例の波長掃引光源１ｂは、２００ｋＨｚという高周波数で、かつ広帯域で波長掃引を行うことが可能になった。

次に、本実施例の波長掃引光源１ｂを動作させ、光スペアナで測定することで、波長掃引特性を観測した。以下、この観測結果について説明する。

図２９Ａはエタロンフィルタ１０３の挿入前の波長掃引光源１ｂの各波長掃引特性の一例を示す図、図２９Ｂはエタロンフィルタ１０３を挿入したときの波長掃引特性を示す図である。各図では、波長を横軸、光強度を縦軸に示している。なお、図２９Ａおよび図２９Ｂでは、波長掃引特性が、１３１５ｎｍ〜１３２０ｎｍの波長との関係で示されている。

エタロンフィルタ１０３を挿入する前の波長掃引特性は、図２９Ａに示すように、光強度が常に-３０ｄＢ〜-２５ｄＢ程度となった。これは、波長掃引の際に発振スペクトルの線幅が太く、個々のピークが観測できなかったからである。ＫＴＮ光スキャナでは、波長が連続的に掃引されるが、光スペアナでは、波長の取り込み時間が掃引時間より非常に長くなる。そのため、図２９Ａに示した光強度は、ＫＴＮ光スキャナによって掃引された光スペクトルの重ね合わせ、すなわち積分スペクトルを時間平均したものとなる。

なお、一般的には、波長掃引時において、ＫＴＮ光スキャナの個体差や変動、共振器３００の変動などが生じた場合、発振時の各線幅がその影響を受けるため、波長掃引前よりも可干渉性が低下するおそれがある。図２９Ａに示した波長掃引特性では、波長掃引を高速で行ったので、発振時の波形を観測することはできなかった。しかしながら、公知のマッハツェンダ干渉法によって、コヒーレンス長を測定したところ、波長掃引時のコヒーレンス長が、波長掃引前よりも劣化することが確認できた。

一方、エタロンフィルタ１０３を挿入したときの波長掃引特性は、図２９Ｂに示すように、発振スペクトルが、一定の波長間隔で、かつ、一定の線幅を有する断続的なものとなった。

図３０は、図２９Ｂに示した波長掃引特性のうち１３１９.９ｎｍ〜１３２０.１５ｎｍの拡大例を示す図である。図３０では、図２９Ｂの波長掃引特性に示された１３１９.９ｎｍ〜１３２０.１５ｎｍの波長の中で光強度が最大の光強度を強度比＝１００％となるように設定した。なお、スペクトルの強度比の揺らぎは、分解能近くでの測定であることに起因している。

この場合、強度比が１００％となる発振スペクトルでは、図２８に示すように、半値幅が０．０２５nm程度となった。また、この図２８の例では、発振スペクトルの線幅は、すべて常に０．０２５nm以下となった。これは、波長掃引前の発振スペクトルの線幅とほぼ同じ結果となった。つまり、エタロンフィルタ１０３が挿入された場合には、波長掃引時にＫＴＮ光スキャナの変動、共振器３００の変動などが生じても、エタロンフィルタ１０３の透過特性によって、それらの影響が小さくなり、波長掃引時も常に良好なコヒーレンス長を保持することが可能となることが確認できた。

このように波長掃引光源１ｂにエタロンフィルタ１０３を挿入することによって、波長掃引時に、その全帯域にわたり良好なコヒーレンス長をもつ発振特性を得ることができることが分かった。したがって、各実施形態における各波長掃引光源も、透過スペクトルの半値幅が常に一定になるように構成されたエタロンフィルタ１０３を備えるようにすれば、常に良好なコヒーレンス長をもつ発振特性を得ることができると考えられる。つまり、各実施形態の波長掃引光源は、一定の周波数間隔で、かつ一定のスペクトル半値幅で所望の周波数をもつ光を断続的に出力する。

このことは、波長掃引時に生じる各光学部品（ＳＯＡ、回折格子、偏向器、集光レンズ等）の環境変化、例えば経時変化や温度変化等によって、波長掃引光源の出力光のコヒーレンス長、すなわち可干渉性が劣化しないことを意味する。このため、例えば各実施形態の波長掃引光源を用いてオプティカル・コヒーレント・トモグラフィ（ＯＣＴ）法で対象物を測定する場合において、有利である。

なお、エタロンフィルタを挿入した波長掃引光源を利用してＯＣＴ測定を実施する場合、測定に利用できるコヒーレンス長は挿入されているエタロンフィルタの光路長に関係した長さで限定される。

ＯＣＴ測定で求められるコヒーレント長をlc、エタロンフィルタの厚さをd、屈折率をnとすると、数２３の関係が成り立つ。

本発明は、光信号処理装置に使用できる。特に、光コヒーレントトモグラフィーに利用できる。

１ 光源
２、２２ ビームスプリッタ
３、２３、１１０ ミラー
４、２４ 生体
５、２５ 光検出器
２１、１００、２００、３００ 波長掃引光源
３１、３２、３３ 反射面
１０１ 利得媒質
１０２、１１１ 集光レンズ
１０３ 電気光学偏向器
１０４ 制御電圧
１０６、１９ 回折格子
１１２ 出力結合鏡
１１５ 鋸波状波形発生器
１１６、１１８ 乗算器
１１７、１１９ 加算器
１２０ ポリゴンミラー
２０１、３０１ 発振器部
２０２、３０２ 制御電圧生成器
３００ 共振器
１０１ ＬＤ
１０２ 第２の集光レンズ
１０３ エタロンフィルタ
１０４ 回折格子
１０５ ミラー
１１１ 第１の集光レンズ
１１２ 光アイソレータ
３０１ 電気光学偏向器
３０２ 制御電圧源
Ｓ１ 出力光

Claims (8)

1. 時間的に出力波長が周期的に変化する光源において、
   電気光学偏向器を含む発振器部と、
   鋸波状波形の信号ではなく、主たる鋸歯状波形に加え、該鋸歯状波形のべき乗成分が重畳された、前記電気光学偏向器へ印加する制御電圧を生成する制御電圧生成部と を備え、
   前記電気光学偏向器はさらに、タンタル酸ニオブ酸カリウムまたはリチウムをドープしたタンタル酸ニオブ酸カリウムからなる電気光学結晶を備え、
   前記電気光学偏向器では、前記電気光学結晶への電荷の注入が、前記制御電圧の印加に伴って行われ、前記電荷の注入により前記電気光学結晶内に生じる屈折率の勾配に基づき、この勾配に直交する光線の進路を屈曲させることを特徴とする波長掃引光源。
2. 前記発振器部は、利得媒質と、前記利得媒質の一端からの光が入射する回折格子とを含み、前記利得媒質と前記回折格子とが光学的に接続された共振器から構成され、
   前記電気光学偏向器は、前記利得媒質と前記回折格子との間であって、前記共振器により形成される光路上に配置され、
   前記回折格子への前記電気光学偏向器側からの光入射角をθ、前記電気光学偏向器の制御電圧対角度感度をγ [ｒａｄ／Ｖ]とするとき、
   前記鋸歯状波形の前記べき乗成分として、式
   

   

   
   で表される係数を有する二乗成分が重畳されることを特徴とする請求項１に記載の波長掃引光源。
3. 前記鋸歯状波形の前記べき乗成分として、
   前記二乗成分に加えて、式
   

   

   
   で表される係数を有する三乗成分がさらに重畳されることを特徴とする請求項２に記載の波長掃引光源。
4. 前記発振器部は、利得媒質と、前記利得媒質の一端からの光が入射する回折格子と、前記回折格子への前記入射光の回折光が直入射する端面鏡とを含み、前記回折格子を介して、前記利得媒質と前記端面鏡とが光学的に接続された共振器から構成され、
   前記電気光学偏向器は、前記利得媒質と前記回折格子との間であって、前記共振器により形成される光路上に配置され、
   前記回折格子への前記電気光学偏向器側からの光入射角をθ、前記回折格子への前記端面鏡側からの光入射角をφ、前記電気光学偏向器の制御電圧対角度感度をγ[ｒａｄ／Ｖ]とするとき、
   前記鋸歯状波形の前記べき乗成分として、式
   

   

   
   で表される係数を有する二乗成分が重畳されることを特徴とする請求項１に記載の波長掃引光源。
5. 前記鋸歯状波形の前記べき乗成分として、
   前記二乗成分に加えて、式
   

   

   
   で表される係数を有する三乗成分がさらに重畳されることを特徴とする請求項４に記載の波長掃引光源。
6. 前記共振器は、第１発振モードの周波数間隔で光を発振するように構成されており、
   前記共振器の内部には、当該共振器の第１共振器長より短い第２共振器長に対応した第２発振モードの周波数間隔で光を発振する第２共振器を有し、
   前記共振器は、前記第１発振モードの周波数と前記第２発振モードの周波数とが一致する周波数で発振された光を出力することを特徴とする請求項２ないし５のいずれか１項に記載の波長掃引光源。
7. 前記共振器は、第１発振モードの周波数で光を発振するように構成されており、
   前記共振器の外部には、当該共振器の第１共振器長より短い第２共振器長に対応した第２発振モードの周波数間隔で光を発振する第２共振器を有し、
   前記第２共振器は、前記第１発振モードの周波数と前記第２発振モードの周波数とが一致する周波数で発振された光を出力することを特徴とする請求項２ないし５のいずれか１項に記載の波長掃引光源。
8. 前記第２共振器は、透過率が波長に対して周期的に変化し各周期における透過スペクトルの半値幅が一定になるように構成されていることを特徴とする請求項６または７に記載の波長掃引光源。
   

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