CN1162814A - 光学传感器和光记录介质重现装置 - Google Patents

Abstract

一种光学传感器和光记录介质的重现装置，它比传统的光传感器和光记录介质重现装置体积小而且更可靠。他们具有一维金属光栅，其栅线距“d”和构成该线距的金属导体的厚度“h”的比值h/d约为0.1或大于此值，还提供一组光接收单元，用于接收器一维金属光栅分开的光束。

Description

光学传感器和光记录介质重现装置

本发明涉及一种光学传感器和光学记录介质重现装置，尤其是适宜于从磁光记录介质再现数据的光学传感器和磁光记录介质重现装置。

至今，在磁光记录介质重现装置中，具有用于记录和再现如图1所示结构的磁光盘的光学传感器1。在所述光学传感器1中，由激光二极管(LD)2发出的光通过偏振分束器(PBS)3和物镜4聚焦在光盘5上，从光盘5反射的光通过物镜4，偏振分光器3和复合透镜6射至光探测器(PD)7。

在实际的光学传感器1中，光学部件，例如激光二极管2，光探测器7和偏振分束器3是分别提供的，所以用于记录和再现磁光盘的光学传感器不能小型化和提高可靠性。

此外，作为对磁记录介质进行重现的元件，已知的是采用一种组合的光学元件，其中激光二极管，光探测器和分束棱镜(位于光探测器上)是被安置在同一个板上(参见U.S.4,823,331)，并且还有单片光接收和发射器件，在该发射器件中具有用半导体方法形成的光发射单元和移光镜以及光接收单元(参见日本待公开专利申请No.114746/1995)。

在使用非偏振光学系统的光接收和发射元件时，不可能探测磁光信号，从而不可能再现磁光盘信号。

所以，应考虑把一维金属线状光栅作为偏振器用于探测磁光信号。一种用在3～10μm红外波长范围的一维金属光栅(见图2)由互相平行设置的许多金属线9形成。在把栅线距d选择成短于入射光波长时，有一种特性，即反射平行于金属线9的偏振分量(P偏振)，透射垂直于金属线9的偏振分量(S偏振)。利用这种特性可以把一维金属光栅8作为偏振器使用。

在使用一维金属光栅8作为偏振器时，应该满足下述两个条件，线的宽度＂b＂与线距＂d＂之比b/d约为0.6，而波长λ与线距＂d＂之比λ/d≥5。所以，对于可见和近红外区的偏振光，例如约780nm波长的光，在考虑到环境介质折射率时，线距＂d＂需要约为100nm那样小的值，因此这样一种光栅加工起来非常困难。

基于上述，本发明的目的是，提供一种小型，可靠和容易制造的适用于磁光记录介质的记录和磁光记录介质再现装置。

上述目的和其它的目的，可以利用设置一维金属栅来取得，这种金属光栅其金属导体的厚度＂h＂与线距＂d＂之比约为h/d≥0.1，一组接收光的光接收元件由所述一维金属光栅间隔开。

利用构成一维金属光栅的金属导体的厚度由一维金属光栅的透射和反射特性形成一个共振区域，从而相对于已有的磁光记录介质用的光学传感器，本发明的光学传感器更小型和更可靠。

本发明的实质、原理和实用性可以通过阅读下面的详细说明并结合附图更为清楚理解，附图中类似的部件采用相同的数字和符号表示。

图1是表示传感器的示意图；

图2是表示一维金属光栅的示意布置图；

图3是表示本发明光学记录介质重现装置总构成的示意图；

图4A是表示本发明光学传感器布置的示意图；

图4B是表示光探测器信号处理电路的方块图；

图5是表示出现共振区(在h/d＝0.1，λ/α处)在b/d＝0.4时T_s与λ₀/d之间关系的曲线图；

图6是一维金属光栅的剖视图；

图7是表示一维金属栅剖面的座标系图；

图8是表示采用传统设计理论的横座标上波长与线距之比和纵座标上S偏振透过平及P偏振通过率之间关系的特性曲线图；

图9是表示采用模式展开方法找到的波长线距之比与透过率关系的特性曲线图；

图10A和10B是表示h/d＝0.1时，S偏振波透过率与S偏振波反射率特性的曲线图；

图11A和11B表示h/d＝0.5时，S偏振波透过率与S偏振波反射率特性的曲线图；

图12是表示h/d＝0.01时，S偏振波透过率特性的曲线图；

图13A和13B是表示h/d＝0.1时，P偏振波透过率和P偏振波反射率特性的曲线图；

图14A和14B是表示h/d＝0.5时，P偏振波透过率和P偏振波反射率特性的曲线图；

图15A和15B是表示h/d＝0.4时，S偏振波透过率和P偏振波反射率特性的曲线图；

图16A和16B是表示在一维金属光栅截面处座标系的示意图；

图17A和17B是表示在实施例中光学传感器布置的示意图；

图18是表示在实施例中光入射角和一维金属光栅之间关系的示意图；

图19是表示在实施例中d/λ比例的特性曲线示意图；

图20A和20B是表示在实施例中光入射角和一维金属光栅之间关系的示意图；

图21是表示在实施例中光入射角和一维金属光栅的另一关系的示意图；

图22是表示图21中比例d/λ₀的特性曲线图；

图23A和23B是表示另一种光学传感器的示意图；

图24是表示入射光和一维金属光栅之间关系的示意图；

图25是表示图24中比例d/λ₀的特性曲线图；

图26A和26B是表示另一种光学传感器的布置示意图。

下面将参见附图介绍本发明的优选实施例：

(1)光学记录介质的重现装置，

(1-1)光学记录介质记录和重现装置的一般结构。

图3表示一种光学录音的重现装置10，它作为光学记录介质重现装置的一个示例。

在磁光记录和重现装置中，利用光学传感器11使激光束聚焦至磁光盘12上，其中光学传感器11将磁光记录和重现所需的一定强度的光点照射至光盘上。从磁光盘12反射的光由光学传感器11接收，并转换成探测信号。然后，由I-V放大电路13对探测信号进行电流—电压转换。从I-V放大电路输出的信号由矩阵电路14进行计算，并输出跟踪误差信号S1，焦点误差信号S2，磁光信号S3和数据信号S4。在再现记录时，磁光信号S3和数据信号S4由解调和解码电路15进行解调和解码，然后输出至数字一模拟(D/A)转换电路16。于是，从磁光记录和重现装置10输出模拟信号的重现输出。

(1-2)光学传感器

图4A表示一个用于磁光记录和重现装置10中的光学传感器11的装置实例。光学传感器11其组成是：一个用于发射光束的激光光源21；用于探测磁光盘22的信号的光探测器23a，23b；一个用于把激光源21发出的光聚焦至磁光盘22的信号记录表面上的物镜24；一个用于把发射的光反射至物镜24，并把反射光导向到光探测器23a，33b的光波导向器25；一块安置激光源21，光探测器23a，23b和光波导向器25的平板26；一个用于支承平板26的支撑件26A。光波导向器25包括：一个用于反射由光源21发出的光，并通过从磁光盘22返回的光的分束膜片27；一个用于透过那些穿过分束膜27的光束中预定偏振分量的光，并把其导向光探测器23，以及用于对其它偏振分量的光反射的一维金属光栅28；以及用于把由一维金属光栅28反射的光束反射至光探测器23b的全反射膜29。需设定分束膜27具有30％的S偏振透过率Ts，65％的P偏振透过率T_P。

这里，一维金属光栅28能满足栅线28A的厚度＂h＂和线距＂d＂之间关系为h/d≥0.1的要求，从而使光栅工作在下述的共振区内。如果一维金属光栅28满足预定的要求。那么平行于线光栅的P偏振光(电场与线光栅平行)受到反射，而垂直于线光栅的S偏振光(电场垂直于线光栅)被透射。对于一维金属光栅28，假定线宽为＂b＂，线距为＂d＂，线厚度为＂h＂。图5表示，在b/d＝0.4，h/d变化时S偏振透过率T_s和λ₀/d之间的关系，这里λ₀是到达光栅的光波长，λ₀＝λ/n。如从图5可见，＂共振区＂(在T_s～1处出现峰值)出现在h/d～0.1或稍大一些处。尤其是，当h/d＝0.1，λ₀/d～1时，发现一个陡峰PK。利用具有陡峰的共振区，λ₀/d为没有利用共振区值的1/4，于是线距＂d＂可以增加4倍(相比于传统的在带用波长下的光学传感器)。

图4B表示与光学传感器11中，二个光探测器23a和23b的细分图形和信号产生方式。光探测器23a，设置在光波导向器25的入射光的前面位置，而光探测器23b设置在相对于入射光的后面位置，他们分别被分划成四个光接收区(对光探测器23a为a，b，c和d区，对光探测器23b为e、f、g和h区)。从各个光接收区输出的电流在I-V放大电路受到电流/电压转换。然后在矩阵电路14中对该输出进行计算，最后获取跟踪误差信号S1，聚焦误差信号S2和数据信号S3和S4。数据信号S3是一个相应于磁光盘12反射光的克尔(Kerr)旋转角的磁光信号，数据信号S4是一个相应于磁盘凹陷的射频RF信号(光强度信号)。

(2)一维金属光栅的基本构造。

如图6剖面所示，一维金属光栅28是依据考虑到栅线厚＂h＂，栅线距＂d＂，h/d比的理论来构成的。在一维金属光栅28其截面为矩形的情况下，可以应用模式展开方法。在模式展开方法中，从所考虑面积之外区域与各栅线28A之间的区域是分开的。在所考虑面积之处区域内，其电磁场类纵于正常折射理论，是受到瑞利(Rayleigh)展开的。在各栅线28A之间的区域(见图7，0≤X≤C，-h/2≤Y≤h/2)，电磁场受到模式展开，展开成一种满足边界条件为X＝0或X＝C的模式。按照二种展开方法的匹配条件，0≤X≤d，Y＝±h/2来确定展开系数。有关模式展开的更详细内容将在下面介绍。

(2-1)一维金属光栅的工作原理

下面将介绍一维金属光栅的原理。假定，栅线28A是由导电体金属制做的，按模式展开，需满足下述表达式。

对于S偏振波(一个TM波，即磁场＂f＂平行于线栅28)，由下式表示： $f(x,y)=\underset{m=0}{\overset{\∞}{\mathrm{\Σ}}}{\mathrm{\φ}}_m(x,y)$ φ_m(x，y)＝cos(β_mx)[a_msin(μ_my)+b_mcos(μ_mY)] ${\mathrm{\β}}_m=m\frac{\mathrm{\π}}{c},{\mathrm{\μ}}_m=+{\left({k_O}^2{{\mathrm{\β}}_m}^2\right)}^{1/2}...\left(1\right)$

其中，a_m，b_m是复值振幅。

式(1)由满足Neumann边界条件(对垂直界面方向的导数值为零)，在X＝0或X＝c时推导出。

于是，对于TM波，光通过栅线28A之间的磁场传输。

一个P偏振波即，TE波，电场平行于栅线用下式表示，

φ_m(x，y)＝Sin(β_mX)[a_mSin(μ_mY)+b_mCos(μ_my)]    …(2)

式(2)，在X＝0，或X＝C时满足Dirichlet边界条件(由于在导体内无电场，所以该值在界面处为零)。

在这种情况下，由于Sin(β₀x)＝0，对于β₀＝0，＂m＂为零的项是不存在的。这意味着，如果忽略第一和以后次数的项，则在栅线28A之间区域内没有电场。

对于在近似条件(忽略第n次项(m≥1)下的一维金属光栅28，可以把TM波引入一维金属光栅栅线之间的区域，但是TE波不能。换言之，TM波具有一个透射光的电磁场，而TE波没有电磁场，因此反射光。

(2-2)模式展开方法与传统理论不同处

图8是传统理论中S偏振透过率与波长λ和线距d的比λ/d值关系的曲线图。图9是模式展开方法中S偏振透过率与λ/d比值的关系图。从图中可见，他们是相当不同的。对此作比较，并获得S偏振反射率R_S和P偏振反射率R_P，其理论折射将再被用在瑞利(Rayleigh)展开中的零级(主要透过和反射的光)和±1级(散射光波)中，同样，在模式展开中进行零级(S偏振波和TM波)和1级(P偏振波和TE波)(P偏振无零级模式)的理论折射。

上述方式中只有低级的项，获得S偏振透过率T_S，P偏振透过率T_P，S偏振反射率R_S和P偏振反射率R_P等值，利用数学方法在下述条件下作出曲线图：

(1)光是垂直入射的，

(2)栅线是由良导体金属做成的，

(3)线距＂d＂满足，d＝2C。

在下面将对S偏振波(TM波)进行说明。图10A和10B表示，在h/d＝0.1(栅线厚度"h＂是薄的)时S偏振透过率T_S和S偏振反射率R_S的变化。图11A和11B表示，在h/d＝0.5(栅线厚度＂h＂是厚的，它的截面是矩形的)时S偏振透过率T_S和S偏振反射率R_S的变化。

如图可见，图11A中h/d＝0.5时的曲线相比于h/d＝0.1时的曲线更类似于图9所示的模式展开方法中的曲线。此外，如图10A和10B所示，在栅线宽度＂h＂减小时，曲线类似于图8中传统理论的曲线。例如，在h/d＝0.01(线厚度＂h＂相当薄)，透过率几乎与图8的曲线一样。

在P偏振波(TE波)中，如图13A和13B所示，在h/d＝0.1时，P偏振波透过率T_P和P偏振波反射率R_P类似于图8所示的传统理论中的曲线，如对于S偏振波的情况。相反，如图14A和14B所示，在h/d＝0.5时，P偏振波反射率R_P和P偏振波透过率T_P类似于图9所示的在模式展开方法中的曲线。

考虑到S偏振波的情况，图13A，13B，14A和14B表示下述的结果，他们不能根据传统设计理论推导出。

在h/d＝0.5(栅线截面是矩形)，在T_S＝1时λ/d是位于共振区域，此处λ/d～1.4，R_P＞0.99。假定λ＝780nm，线距＂d＂～550nm，线厚度＂h＂～275nm，λ/d～1.4，则在尺寸方面很容易制造。即，共振区可用于避免在生产λ/d≥5的元件时常遇到的问题。

如上所述，传统的设计理论只是在薄线厚时是正确的。然而，在上述实施例中可见，增加线厚允许线距也增加。还发现，在线厚减小时，从h/d＝0.5处开始，λ/d的峰值在T_S＝1时趋于＂1＂，并且当线厚进一步减小时，P偏振波的消光比R_P/T_P将减小。

(2-3)一维金属光栅检偏器的可行性

在一维金属光栅的截面是方形(d～550nm，h～275nm)时，消光比T_S/R_S＝∞，R_P/T_P＞200。为解决生产方面的问题，需要减小h/d比。

如图15A和15B所示，在h/d＝0.4时，T_S/R_S＝∞，在d＝618nm，h＝247nm时，R_P/T_P～40。通常，很难生产线距为～0.5μm或以下的栅线，甚至线距在0.5-1μm的栅线也很难生产。然而，根据本发明测试的结果表明，在下述条件下一维金属光栅检偏器可提供满意的性别：

(1)光垂直地入射，

(2)栅线是由良导体制做，

(3)栅线的截面是方形的，

(4)信号的占空因子是50％。

于是发现，在易于进行的一维金属光栅检偏器加工过程中，线光栅常数可予以选择。

(3)用于一维金属光栅实例中的座标系统。

图16A和16B表示不是良导体的一维金属光栅相对于斜入射其上的光束的关系，由正交座标系统表示这种关系。在图中，Z轴平行于线光栅28，入射光的波矢为K，入射光的电场矢量为a。用下式表示K(α，β，γ)分量：

α＝K sinθcosφ

β＝K cosθ

γK sinθsinφ    …(3)

K在X-Y平面上的投影表示为K′，对K′成直角的波矢用u表示，假定u和a的夹角为δ，用下式表示透过率T和反射率R。

      T＝T_Psin²δ+T_Scos²δ

      R＝R_Psin²δ+R_Scos²δ    …(4)

其中，T_P是P偏振波透过率，T_S是S偏振波透过率，R_P是P偏振波反射率，R_S是S偏振波反射率，他们投影在一个投影图上的量。

如果检偏器要求满足等式(4)中的透过率T和反射率R，则透过率T～cos²δ，透过率R～sin²δ，按照R_P～1，T_S～1，T_P～0和R_S～0条件。在T＝R时，可进行45°微分波的探测，此外需满足下述等式：

      sin²δ＝cos²δ

      所以，cos²δ＝1/2    …(5)

在入射光的电场用位置矢量r表示时，下述等式被满足：

       E_i＝a·e^ik·r    …(6)

对于图4A所示的光学传感器11，入射偏振光的电场矢量a用下式表示，在Y轴方向利用入射光波矢K和单位矢量Y″： $a=\frac{{\mathrm{Kxy}}^{\′\′}}{\left|{\mathrm{Kxy}}^{\′\′}\right|}=\frac{(-\mathrm{\γ},0,\mathrm{\α})}{\left|(-\mathrm{\γ},0,\mathrm{\α})\right|}...\left(7\right)$ 其中，克尔(Kerr)转角可忽略。

在使用电场矢量a和与a成直角的矢量u所成的角时，由下式表δ： ${\cos }^2\mathrm{\δ}=\frac{{(a\·u)}^2}{{\left|a\right|}^2{\left|u\right|}^2}...\left(8\right)$

u(β，α，0)是由u从K′(α，-β，0)中取得，因此，根据式(8)满足下式： ${\cos }^2\mathrm{\δ}=\frac{{\left(\mathrm{\β\γ}\right)}^2}{({\mathrm{\α}}^2+{\mathrm{\γ}}^2)({\mathrm{\α}}^2+{\mathrm{\β}}^2)}$ $=\frac{{\cos }^2\mathrm{\θ}\·{\sin }^2\mathrm{\φ}}{1-{\sin }^2\mathrm{\θ}\·{\sin }^2\mathrm{\φ}}...\left(9\right)$ 式(5)可用下式代替： $\frac{c{\mathrm{os}}^2\mathrm{\θ}\·{\sin }^2\mathrm{\φ}}{1-{\sin }^2\mathrm{\θ}\·{\sin }^2\mathrm{\φ}}=\frac{1}{2}...\left(10\right)$ 于是，可获得下式的关系： ${\tan }^2\mathrm{\φ}=\frac{1}{{\cos }^2\mathrm{\θ}}...\left(11\right)$ 在假设相对于栅线表面的入射角θ为0°≤θ≤90°，φ是-90°≤φ≤90°时，式(11)由下式表示： $\tan \mathrm{\φ}=\±\frac{1}{\cos \mathrm{\θ}}...\left(12\right)$

为获得T_P、T_S、R_P和R_S所需的矢量K′(投影矢量)可由下式表示： $k^{\′}=\sqrt{k^2-{\mathrm{\γ}}^2}=k\sqrt{1-{\sin }^2\mathrm{\θ}\·{\sin }^2\mathrm{\φ}}$ $=\frac{2\mathrm{\π}}{\frac{{\mathrm{\λ}}_0}{\sqrt{1-{\sin }^2\mathrm{\θ}\·{\sin }^2\mathrm{\φ}}}}=\frac{2\mathrm{\π}}{\mathrm{\λ}}...\left(13\right)$ 因此，垂直通过线光栅的光分量的波长λ′由下式表示： ${\mathrm{\λ}}^{\′}=\frac{{\mathrm{\λ}}_0}{\sqrt{1-{\sin }^2\mathrm{\θ}\·{\sin }^2\mathrm{\φ}}}...\left(14\right)$ 对此，可获得下式： ${\sin \mathrm{\θ}}^{\′}=\frac{\sin \mathrm{\θ}\·\cos \mathrm{\φ}}{\sqrt{1-{\sin }^2\mathrm{\θ}\·{\sin }^2\mathrm{\φ}}}(=\frac{\mathrm{\α}}{k^{\′}})...\left(15\right)$

有关一维金属光栅28的装置和磁光信号的检测的具体实例将在下面介绍。

在图17A和17B中，与图4A中相应的部件采用相同数字表示。图17A通常表示按照第一实施例的一个光学传感器31，在第一实施例中把一维金属光栅28，1/2波片32放置在长度方向的光波导向器25的里面，以使光栅28和波片32与光探测器23a和23b垂直。

如图18所示，栅线28A设置成，使一维金属光栅28与光传感器31中入射至光栅上的入射光之间关系为φ＝0，而θ是改变的。

在此实施例中，光学传感器31包括：光源21，光波导向器25，二个光探测器23a，23b，他们由支撑板26支承。分束膜27放置在光传感器31中，光波导向器25的入射光照射面上。从分束膜27入射的光束通过光波导向器25照射至座落在支撑板26上的光探测器23a，由其反射的光入射到面对板26的全反射膜29上。  全反射光束通过纵向设置的1/2波片32，并入射至与1/2波片堆放的一维金属光栅28上。最后，透射光分量和反射光分量均射向位于支撑板26上的光探测器23b。

光探测器23a被分成四个区域a，b，c和d，(见图4B)，光探测器23b被分成四个区，其中＂e＂区接收由一维金属光栅28反射的光，而＂f、g、h＂区接收通过一维金属光栅28透过的光。

在栅线28放置成φ＝0的θ改变的情况下，从栅线28A的透射光和反射光，在满足下式时只包括0级光，对它的详细介绍可见模式展开方法内容)： ${\mathrm{\α}}_n=K\sin {\mathrm{\θ}}^{\′}+n\frac{2\mathrm{\π}}{d}...\left(16\right)$ K₂≤α±1²    …(17) $1\≤{(\sin \mathrm{\θ}\±\frac{{\mathrm{\λ}}_0}{d})}^2...\left(18\right)$ 从0°≤θ≤90°，λ₀/d＞0，可获得下式： $d\≤{\mathrm{\λ}}_0\frac{1}{1+\sin \mathrm{\θ}}...\left(19\right)$

图19表示入射角θ与λ₀/d的关系。一维金属光栅28起检偏器作用，因此把入射光分成透射光和反射光，将依据偏振方向来分。当入射在栅线表面上的入射角θ增加时(图16A和16B)，线距＂d＂的范围(由式(5)表示的)移向较小值范围。

根据上述的装置，线距＂d＂小于λ₀/(1+sinθ)的一维金属光栅28在其光传感器31的光波导向器25内的纵向方向与1/2波片32一起设置，由此入射光的偏振方向由1/2波片32旋转45°，实现45°的微分波方向。所以，在图18所示的一维金属光栅28的栅线28A的布置中入射光以φ＝0的角度入射，由此可实现较小的更可靠的用于光学记录介质的光学传感器31。

在图17A和17B的实施例中，入射光相继地由光探测器23a，全反射膜29反射，并入射至1/2波片32和一维金属光栅28，1/2波片和光栅28布置在垂直于光探测器23a和23b的方向上。然而，不用这种方式，而利用图20A和20B结构的光传感器使其具有与图17A和17B实施例相同的效果。

在这种结构的图20A和20B的光传感器33中，入射光通过朝着光探测器23a和23b，放置的1/2波片34入射至位于支撑板26上光探测器23a和23b，而一维金属光栅28被放在1/2波片34和光探测器23a之间。

在上述一维金属光栅28的例子中，入射到栅线表面上的入射角θ增加，使线距＂d＂的范围移动较小范围(由式(19)可见)。下面，将描述线距＂d＂移到较大值的情形，与上述正相反。

在这种情况下，栅线28A其φ＝90°，(图21所示)，此时光学传感器31的一维金属光栅28示于图17A和17B，而光学传感器示于图20A和20B。

如图21可见，在一维金属光栅28的栅线设置成其φ＝90°和θ是可变的情形下，则在θ′＝0，φ＝90°条件下，从式(20)可得到下式： $d\≤{\mathrm{\λ}}^{\′}=\frac{{\mathrm{\λ}}_0}{\sqrt{1-{\sin }^2\mathrm{\θ}\·{\sin }^2\mathrm{\φ}}}$ $=\frac{{\mathrm{\λ}}_0}{\sqrt{1-{\sin }^2\mathrm{\θ}}}={\mathrm{\λ}}_0\·\frac{1}{\cos \mathrm{\θ}}...\left(20\right)$

在图22中表示入射角θ与λ₀/d的关系。由图22可见，在图21的实施例中，当栅线表面上的入射角θ增加时，式(26)中，线距＂d＂的范围移向较大值范围。

根据图17A，17B，20A，20B和21的布置，线距＂d＂小于λ₀/cosθ的一维金属光栅28与1/2波片32和34以纵向或横向方式相结合设置，以此进行45°微分波探测，从而可以实现一种较小的，更可靠的用于光记录介质的光学传感器。

下面，将介绍一种不需要1/2波片的光传感器41的结构。如图23A和23B所示，在这样一种光传感器41中，光束通过分束器27入射至纵向放置的一维金属光栅28上，光探测器23a放置在一维金属光栅28的反射光束照射的区域内，而全反射膜42放置在透射光照射的区域内。所以，由全反射膜42反射的光，在经过全反射膜29反射之后入射至光探测器23b上。

在这种情形下，光探测器23a被分成四个区＂a＂，＂b＂，＂c＂和＂d＂(见图20B)，光探测器23b分成四个如同光探测器23a一样的区＂e＂，＂f＂，＂g＂和＂h＂。

在本实施例的一维金属光栅28情况下，如果栅线28满足下式设置，则可以不用1/2波片对45°微分波的探测： $\tan \mathrm{\&phi;}=\&PlusMinus;\frac{1}{\cos \mathrm{\&theta;}}...\left(21\right)$ 利用式(14)和(15)，可获下式： $d\&le;{\mathrm{\&lambda;}}^{\&prime;}\&CenterDot;\frac{1}{1+\sin {\mathrm{\&theta;}}^{\&prime;}}$ $=\frac{{\mathrm{\&lambda;}}_0}{\sqrt{1-{\sin }^2\mathrm{\&theta;}\&CenterDot;{\sin }^2\mathrm{\&phi;}}}\&CenterDot;\frac{1}{1+\frac{\sin \mathrm{\&theta;}\&CenterDot;\cos \mathrm{\&phi;}}{\sqrt{1-{\sin }^2\mathrm{\&theta;}\&CenterDot;{\sin }^2\mathrm{\&phi;}}}}$ $={\mathrm{\&lambda;}}_0\&CenterDot;\frac{1}{\&radic;1-{\sin }^2\mathrm{\&theta;}\&CenterDot;{\sin }^2+\sin \mathrm{\&theta;}\&CenterDot;\cos \mathrm{\&phi;}}...\left(22\right)$ 其中sin²φ，cosφ由下式给出： ${\sin }^2\mathrm{\&phi;}=\frac{1}{1+\frac{1}{{\tan }^2\mathrm{\&phi;}}}=\frac{1}{1+{\cos }^2\mathrm{\&theta;}}$ $\cos \mathrm{\&phi;}=\sqrt{\frac{{\sin }^2\mathrm{\&phi;}}{{\tan }^2\mathrm{\&phi;}}}=\frac{\cos \mathrm{\&theta;}}{\sqrt{1+{\cos }^2\mathrm{\&theta;}}}(._{.}^{.}-90^o<\mathrm{\&phi;}\&le;90^o)...\left(23\right)$ 把式(23)代入式(22)，得下式：

                        d≤ ${\mathrm{\&lambda;}}_0\frac{1}{\sqrt{1-{\sin }^2\mathrm{\&theta;}\&CenterDot;\frac{1}{1+{\cos }^2\mathrm{\&theta;}}}+\sin \mathrm{\&theta;}\&CenterDot;\frac{\cos \mathrm{\&theta;}}{\sqrt{1+{\cos }^2\mathrm{\&theta;}}}}$ $={\mathrm{\&lambda;}}_0\frac{\sqrt{1+{\cos }^2\mathrm{\&theta;}}}{\cos \mathrm{\&theta;}(\sqrt{2}+\sin )}...\left(24\right)$ α/λ₀由下式表示，其变化α用25所示。 $d/{\mathrm{\&lambda;}}_0=\frac{\sqrt{1+{\cos }^2\mathrm{\&theta;}}}{\cos \mathrm{\&theta;}(\sqrt{2}+\sin \mathrm{\&theta;})}...\left(25\right)$

把θ≥60°代入等式，得到d/λ₀允许更有益的探测。

根据上述的装置，线距＂d＂满足式(25)的一维金属光栅相对于光学传感器41的光波导向器25横向设置，以使不用1/2波片就可以进行45°微分波探测，并可实现更小和可靠的用于光记录介质的光学传感。

在图23A和23B所示实施例情况下，通过分束膜27使入射光以图24所示的关系(φ＝0，90°)，入射至一维金属光栅28，反射光入射至光探测器23a，透射光相继由全反射膜42和29反射，并入射至另一光探测器23b。然而，代替这种结构，图26A和26B的情形可以得到图23A和23B实施例相同的效果。

在该结构中，光学传感器42(图26A和26B中所示)，相继分束膜27和全反射膜29使入射在光探测器23a上的光反射，并入射至纵向设置的一维金属光栅28上。然后，从一维金属光栅28得到的透射光入射至光探测器23b的三个分区＂f＂＂g＂和＂h＂上，反射光入射至分区＂e＂上。

(4)模式展开方法

下面描述用于上述实施例中的模式展开方法。模式展开方法用于特殊形状的衍射光栅，例如矩形衍射光栅，很容易提供上述结果。本方法使用槽内模式展开和槽外瑞利展开相互配合的技术。图7表示有关一维金属光栅28(良导体)的展开方法。

含f(x、y)是磁场(S模)或电场(P模)的与空间有关的Z轴分量，该分量经瑞利展开在金属光栅上和下成为一个平面波(Y≥h/2，Y≤-h/2)。

至于在金属光栅上(Y≥h/2)和金属光栅下(Y≤-h/2)的展开，需满足下式等式：

对于Y≥h/2 $f(x,y)=\underset{n=-\&infin;}{\overset{\&infin;}{\mathrm{\&Sigma;}}}\left(R_n\exp \right[i{x}_n(y-h/2)\left]\right)$ +δ_n，0exp[-ix₀[y-h/2)]}exp(α_nx)，

                                        ...  (26)对于Y≥-h/2 $f(x,y)=\underset{n=-\&infin;}{\overset{\&infin;}{\mathrm{\&Sigma;}}}{T}_n\exp \left(R_n\exp \right[i{x}_n(y-h/2)\left]\right)+$ δ_n，0exp[-ix₀(y-h/2)]}exp(α_nx)，

                                         ...  (27)α_n＝α₀+n(2π/d)α₀＝k₀sinθ₀k₀＝ω/c＝2π/λ    …(28) $x_n={\{}_{i{({{\mathrm{\&alpha;}}_2}^2-{k_0}^2)}^{1/2}\left|K_0\right|\&le;\left|{\mathrm{\&alpha;}}_n\right|}^{{({k_0}^2-{{\mathrm{\&alpha;}}_n}^2)}^{1/2}\left|k_0\right|\&GreaterEqual;\left|{\mathrm{\&alpha;}}_n\right|}...\left(29\right)$

其中，R_n和T_n是射光的透射光的复振幅。

解Helmholtz方程△f+K²f＝0，Neumann边界条件зf/зn′＝0，(n′表示表面垂直矢量)(S模)或Dirichlet边界条件f＝0(P模)需满足(在0≤x≤c和-h≤y≤h/2范围内)： $f(x,y)=\underset{m=0}{\overset{\&infin;}{\mathrm{\&Sigma;}}}{\mathrm{\&phi;}}_m(x,y)...\left(30\right)$ φ_m(x，y)＝cos(β_mx)[a_msin(μ_my)+b_mcos(μ_my)]，s模

                                                    ...  (31)φ_m(x，y)＝sin(β_mx)[a_msin(μ_my)+b_mcos(μ_my)]，P模

                                                    ...  (32)

其中，

β_m＝mπ/c，μ_m＝+(K₀ ²-β_m ²)^1/2，a_m和b_m是复振幅。在P模，φ₀＝0，m≥1。

解Helmholtz方程，根据匹配条件f(x，y)和зf/зy在0≤x≤c内是连续的，在y＝±h/2得到下述等式：

在y＝h/2时， $\underset{n}{\mathrm{\&Sigma;}}(R_n+{\mathrm{\&delta;}}_{n,0})\exp \left({\mathrm{i\&alpha;}}_{n}x\right)=\underset{n}{\mathrm{\&Sigma;}}({\stackrel{\&OverBar;}{a}}_m+{\stackrel{\&OverBar;}{b}}_m)u_m\left(k\right)....\left(33\right)$ $i\underset{n}{\mathrm{\&Sigma;}}(R_n-{\mathrm{\&delta;}}_{n,0})\exp \left(i{\mathrm{\&alpha;}}_{n}x\right)=\underset{n}{\mathrm{\&Sigma;}}(D_{1m}{\stackrel{\&OverBar;}{a}}_m+D_{2m}{\stackrel{\&OverBar;}{b}}_m)u_m\left(x\right)...\left(34\right)$ 在y＝-h/2时， $\underset{n}{\mathrm{\&Sigma;}}{T}_n\exp \left(i{\mathrm{\&alpha;}}_{n}x\right)=\underset{m}{\mathrm{\&Sigma;}}(-{\stackrel{\&OverBar;}{a}}_m+{\stackrel{\&OverBar;}{b}}_m)u_m\left(x\right)...\left(35\right)$ $-i\underset{n}{\mathrm{\&Sigma;}}{x}_n{T}_n\exp \left(i{\mathrm{\&alpha;}}_{n}x\right)=\underset{m}{\mathrm{\&Sigma;}}(D_{1m}{\stackrel{\&OverBar;}{a}}_m-D_{2m}{\stackrel{\&OverBar;}{b}}_m)u_m\left(x\right)...\left(36\right)$ 因此，a_m＝a_m sin(μ_mh/2)b_m＝b_m cos(μ_mh/2)D_1m＝μ_m cot(μ_mh/2)D_2m＝-μ_m tan(μ_mh/2)    ...  (37)

现在说明S偏振。等式(33)和(35)其x范围为0≤x≤c，在此范围，矢量用式u_m(x)＝cos(β_mX)表示，他们互相成直角，于是用u_j(λ)乘等式(33)和(35)，并用 $I_{m,j}={\&Integral;}_0^c{u}_m\left(x\right)u_j\left(x\right)\mathrm{dx}=I_m{\mathrm{\&delta;}}_{m.,j}$ $I_m={\{}_{c/2(m\&GreaterEqual;1)}^{c(m=0)}...\left(39\right)$ 以及在0≤x≤c范围对表达式求和，给出， $({\stackrel{\&OverBar;}{a}}_j+{\stackrel{\&OverBar;}{b}}_j)I_j=\underset{n}{\mathrm{\&Sigma;}}{k}_{j,n}(R_n+{\mathrm{\&delta;}}_{n,0})...\left(40\right)$ $(-{\stackrel{\&OverBar;}{a}}_j+{\stackrel{\&OverBar;}{b}}_j)I_j=\underset{n}{\mathrm{\&Sigma;}}{k}_{j,n}{T}_n...\left(41\right)$ $k_{j,n}={\&Integral;}_0^c\exp \left({\mathrm{i\&alpha;}}_{n}x\right)u_j\left(x\right)\mathrm{dx}...\left(42\right)$

即使在c≤x≤d，和y＝±h/2时，＂f＂也满足Neumann边界条件зf/зn′＝0， $i\underset{n}{\mathrm{\&Sigma;}}{x}_n(R_n-{\mathrm{\&delta;}}_{n,0})\exp \left(i{\mathrm{\&alpha;}}_{n}x\right)=0...\left(43\right)$ $\underset{n}{\mathrm{\&Sigma;}}{x}_n{T}_n\exp \left({\mathrm{i\&alpha;}}_{n}x\right)=0...\left(44\right)$

式(34)和(43)保持在0≤x≤c和c≤x≤d范围内。于是，式(34)和(43)用exp(-iα_ux)乘，并在范围0≤x≤c和c≤x≤b内分别积分，和互相集合。最后，exp(-iα_μx)正交性给出： ${\mathrm{ix}}_q(R_q-{\mathrm{\&delta;}}_{q,0})=\underset{m}{\mathrm{\&Sigma;}}{J}_{q,m}(D_{1m}{\stackrel{\&OverBar;}{a}}_m+D_{2m}{\stackrel{\&OverBar;}{n}}_m)...\left(45\right)$ $J_{q,m}=\frac{1}{d}{\&Integral;}_0^c\exp (-{\mathrm{i\&alpha;}}_{q}x)u_m\left(x\right)\mathrm{dx}...\left(45\right)$ 类似地，从式(36)和(44)得到： ${\mathrm{ix}}_q{T}_q=-\underset{n}{\mathrm{\&Sigma;}}{J}_{q,m}(D_{1m}{\stackrel{\&OverBar;}{a}}_m-D_{2m}{\stackrel{\&OverBar;}{b}}_m)...\left(47\right)$

式(40)，(40)，(45)和(47)用联立方程求解，其中包含4个未知数。

为了解有关Rn和Tn的方程，需使他们简化：

R_n+T_n＝R_n，R_n-T_n＝M_n    …(48)

把式(40)加对式(41)，并从式(40)减式(41)得到： ${\stackrel{\&OverBar;}{a}}_i=\frac{1}{2I_i}\underset{n}{\mathrm{\&Sigma;}}{k}_{\mathrm{in}}(M_n+{\mathrm{\&delta;}}_{n,0})...\left(49\right)$ ${\stackrel{\&OverBar;}{b}}_i=\frac{1}{2I_i}\underset{n}{\mathrm{\&Sigma;}}{k}_{\mathrm{in}}(P_n+{\mathrm{\&delta;}}_{n,0})...\left(50\right)$ 把式(45)加至式(47)，并从式(45)减至(47)，给出： ${\mathrm{ix}}_q(P_q-{\mathrm{\&delta;}}_{q,0})=\underset{m}{\mathrm{\&Sigma;}}{J}_{q,m}\&CenterDot;2D_{2m}{\stackrel{\&OverBar;}{b}}_m....\left(51\right)$ ${\mathrm{ix}}_q(M_q-{\mathrm{\&delta;}}_{q,0})=\underset{m}{\mathrm{\&Sigma;}}{J}_{q,m}\&CenterDot;2D_{\mathrm{im}}{\stackrel{\&OverBar;}{a}}_m...\left(52\right)$ 把式(49)和(50)代入式(51)和(52)，得到： ${\mathrm{ix}}_q(P_q-{\mathrm{\&delta;}}_{q,0})=\underset{m}{\mathrm{\&Sigma;}}{J}_{q,m}\frac{D_{2m}}{I_m}\underset{n}{\mathrm{\&Sigma;}}{K}_{m,n}(P_n+{\mathrm{\&delta;}}_{n,0})....\left(53\right)$ ${\mathrm{ix}}_q(M_q-{\mathrm{\&delta;}}_{q,0})=\underset{m}{\mathrm{\&Sigma;}}{J}_{q,m}\frac{D_{\mathrm{Im}}}{I_m}\underset{n}{\mathrm{\&Sigma;}}{K}_{m,n}(M_n+{\mathrm{\&delta;}}_{n,0})....\left(54\right)$ 用矩阵表示上述表达式：

  将矩阵简略为：

ix(p-δ)＝J(D/I)_αK(p+δ)    …(56)于是，

p＝[ix-J(D/I)₂K]^-1[ix+J(D/I)_α K]δ    …(57)类似地，

    M＝[ix-J(D/I)₁K]^-1[ix+J(D/I)₁K]δ    …(58)

以上述同样方式，对P偏振波可获下述表式：

P＝[J(1/DI)₂Kix-E]^-1[(J(1/DI)₂Kix+E]δ    …(59)

M＝[J(1/DI)₁Kix-E]^-1[(J(1/DI)₂₁Kix+E]δ    …(60)

(5)其它实施例

在本发明已介绍的实施例中，一维金属光栅采用的是良导体，须知本发明并不局限于此，只要导体对光栅肯定能提供满意的检偏器性能，也可以采用非良导体制作的一维金属光栅。

尽管本发明已在实施例中作出说明，其中分束膜放置在波矢的入射光照射表面上，但是需知本发明不局限于此，也可将偏振分束器放在一维金属光栅的前面，例如，具有100％透过率T_P的P波和25％透过率T_S的S波的分束器具有增强的功能。

在实施例中介绍本发明时，其中在磁光盘上的光学传感器记录信息，并把所记录信息重现。对此，需知本发明不限于此，还可用光传感在光卡上记录信息，并把它重现。

在结合优选实施例描述本发明时，显然本领域的技术人员对此可作各种改变和改进，所以他们均落在本发明的实质精神和范围内。

Claims (8)

1.一种光学传感器，它包括：

一个发射光束的激光源；

一个物镜，用于把从激光源发出的光聚焦到光记录介质的数据记录表面上；

光接收装置，用于接收从光记录介质上返回的光；

光分束装置，用于使从光记录介质返回的光与从激光源发射的光分束开来；

一个线光栅单元，放置在至少部分所述光接收装置和所述光分束装置之间，用于透过光束中的偏振分量，其中，

所述的线光栅单元其线距＂d＂与构成栅线的金属导体厚度＂h＂的比值h/d近似为0.1或大于此值。

2.根据权利要求1的光学传感器，其特征是，一个1/2波片放置在所述光学分束器和线光栅单元之间。

3.根据权利要求2的光学传感器，其特征是，所述的线光栅单元设置成，使主入射光入射至由垂直于线表面内的栅线方向和所述的栅线表面的法线形成的平面上，所述的线距＂d＂满足下述条件：

d≤λ₀·1/(1+sinθ)，

其中，θ是经过1/2波片入射至所述栅线的光的入射角，λ₀是入射光波长。

4.根据权利要求2的光学传感器，其特征是，所述线光栅单元被设置成，使主入射光入射由所述栅线方向和所述栅线表面的法线形成的平面上，所述的线距＂d＂满足下述条件：

d≤λ₀·1/cosθ

其中，θ是经由1/2波片入射至所述栅线表面的光的入射角，λ₀是入射光波长。

5.根据权利要求1的光学传感器，其特征是，在所述的线光栅单元中，线距＂d＂满足下述条件： $d\&le;{\mathrm{\&lambda;}}_0\&CenterDot;\left(\sqrt{1+\mathrm{co}{s}^2\mathrm{\&theta;}}\right)/\left[\cos \mathrm{\&theta;}(\sqrt{2}+\sin \mathrm{\&theta;})\right]$

其中，θ是入射至所述栅线表面的光入射角，λ₀是入射光波长。

6.根据权利要求1的光学传感器，其特征是，所述的分束装置具有偏振光分束膜。

7.根据权利要求1的光学传感器，其特征是，所述的线光栅设置成，主入射光的入射角是60°或大于此角。

8.一种光学记录介质重现装置，它包括：

一个发射激光束的激光源；

一个物镜，用于把激光源发射的光束聚焦至光记录介质的数据记录表面上；

光接收装置，用于接收从光记录介质返回的光，它具有多个光接收单元；

光分束装置，用于把从激光源发出的光和从光记录介质返回的光分束开来；

一个线光栅单元，它设置在至少部分所述光接收装置和所述光分束装置之间，用于透射光束中的预定偏振分量，所述的线光栅单元其线距＂d＂与构成栅线的金属导体的厚度＂h＂之比h/d近似为0.1或大于此值；

用于检测所述光记录介质上信息信号的装置，它是依据用于接收通过线光栅单元透过光束的偏振分量的光接收单元所给出的输出，以及接收所述线光栅单元反射光的偏振分量的光接收单元所给出的输出，来进行检测的。

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