JP2012150081A - 波長掃引光源 - Google Patents

Abstract

【課題】ポリゴンミラーを用いた従来技術の波長掃引光源では、発振波長は、時間に対してやや上に凸で概ね線形的に変化する。一方、ＳＳ−ＯＣＴの波長掃引光源では、時間軸上で、波数（波長の逆数）が直線的に変化するように、波長変化することが求められる。従来技術の波長掃引光源ではこのような波長変化を実現できず、得られるＯＣＴイメージに非線形な歪が生じ、点像をシャープに保つことができない問題があった。
【解決手段】ＫＴＮ等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、発振出力の一部を２つの光路長の間に差を設けた干渉計に入射し、干渉光強度の交流成分を含む電気信号に基づいてＰＬＬ回路引き込み動作時のＶＣＯ入力信号を、高電圧増幅器のゲイン制御電圧に印加する。回折格子方程式に由来する非線形性に拘らず、波数が時間に対して直線的に変化する波長掃引を実現できる。電気光学偏向器の材料の不均一性、温度分布や変化または個体ばらつきによる制御電圧対偏向角特性のばらつきや非線形性も解消する。
【選択図】図１

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５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Δｌ_Ｃ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Ｌ_Ｒ、ビームスプリッタ２の中心と反射面Ａとの距離をＬ_Ｓ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。
｜Ｌ_Ｒ―Ｌ_Ｓ｜＜Δｌ_Ｃ 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、Δｌ_Ｃ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５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５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５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のように低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６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６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Ｌ_Ｒ、ビームスプリッタ２２の中心と生体表面３１との距離をＬ_Ｓとすると、Ｌ_Ｒ＝Ｌ_Ｓ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ｆ_２およびｆ_３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ｆ_２、ｆ_３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ｆ_２、ｆ_３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ｆ_２、ｆ_３と、深さｄ_２、深さｄ_３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７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で回折して、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８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５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６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８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長変化と見比べて、下に凸に湾曲し、発振波長が長波長側（図８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８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、光路長の間に差を設けた２つの光路に前記発振器部からの発振出力光の一部を伝搬させて、前記光路長差および前記発振出力光の波数の変化率に比例する周波数の交流成分を含む干渉光強度を表す電気信号を出力する干渉計、前記電気信号の前記交流成分の周波数を一定に保つためのフィードバック信号を発生する誤差信号発生回路、およびランプ電圧信号に対する利得に前記フィードバック信号を作用させて、前記電気光学偏向器へ供給する補正された制御電圧を生成する制御電圧発生回路を有するフィードバック制御部とを備えたことを特徴とする波長掃引光源である。

電気光学偏向器としては、タンタル酸ニオブ酸カリウム(ＫＴａ_１−ｘ Ｎｂ_ｘＯ_３ （０＜ｘ＜１）：ＫＴＮ)や、さらにリチウムをドープした（Ｋ_１−ｙＬｉ_ｙＴａ_１−ｘＮｂ_ｘＯ_３（０＜ｘ＜１、０＜ｙ＜１））を利用するのが好ましい。
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、前記誤差信号発生回路は、前記電気信号が入力され、前記電気信号の前記周波数の所定の周波数からの偏倚量に比例した前記フィードバック信号を出力する位相ロックループ回路であり、前記制御電圧発生回路は、前記フィードバック信号が利得制御信号として印加され、前記ランプ電圧信号を増幅する高電圧増幅器であることを特徴とする。

請求項３に係る発明は、請求項１または２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ていることを特徴とする。

請求項４に係る発明は、請求項１または２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ていることを特徴とする。

以上説明したように、発明により、ＳＳ−ＯＣＴに適合した波長変化を実現した波長掃引光源を提供することができる。発振出力光の一部を、２つの光路長の間に差を設けた干渉計に入射し、得られる電気信号の交流成分周波数を一定に保つフィードバック制御部の動作により、波長変化が波数について直線的に変化する波長掃引電圧が生成・印加され、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。

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。 図２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、本発明の波長掃引光源のフィードバック制御部の構成を示すブロック図である。 図４は、本発明の波長掃引光源の第２の構成を示す図である。 図５は、ＯＣＴの基本原理を説明する図である。 図６は、ＳＳ−ＯＣＴの原理を模式的に示した図である。 図７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。 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。

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、発振出力の一部を２つの光路長の間に差を設けた干渉計に入射し、生成された干渉光の強度の交流成分を電気信号に変換する。この電気信号に基づいて位相ロックループの引き込み動作時の電圧制御発振器（ＶＣＯ）入力信号を、高電圧増幅器のゲインに帰還させる。後述する回折格子方程式に由来する非線形性や電気光学偏向器自体の偏向制御特性の不安定性があっても、波数が時間に対して直線的に変化する波長掃引を実現できる。本発明の波長掃引光源は、電気光学偏向器を構成する材料の不均一性、温度変化または個体ばらつきにより偏向角度の制御電圧に対する非線形性がある場合でも、波数が時間に対して直線的に変化するように発振波長を掃引することができる。

以下、最初に本発明の波長掃引光源の発振器部の構成について説明する。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。さらに、電気光学偏向器への制御電圧を供給するフィードバック制御部の構成と動作について詳細に説明する。

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２００ａおよびフィードバック制御部２００ｂから構成される。発振器部２００ａは、回折格子１０６と端面鏡１１０とがリトマン配置された構成のレーザ発振器である。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。回折格子１０６を介して、利得媒質１０１および端面鏡１１０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。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、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、フィードバック制御部２００ｂから供給され電気光学偏向器１０３に印加される制御電圧源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。フィードバック制御部２００ｂから供給され電気光学偏向器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。フィードバック制御部２００ｂの動作の詳細については後述し、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、屈折率変化または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(ＫＴａ_１−ｘ Ｎｂ_ｘＯ_３ （０＜ｘ＜１）:ＫＴＮ)や、さらにリチウムをドープした（Ｋ_１−ｙＬｉ_ｙＴａ_１−ｘＮｂ_ｘＯ_３（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２は、本発明の波長掃引光源に使用される電気光学偏向器の構成および動作を説明する図である。図２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。

偏向光路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。

上述のようにＫＴＮなどを利用した電気光学偏向器では、偏向動作が高速で、かつ、偏向角範囲が大きく取れるという特徴を有する。一方で、結晶材料の均一性の問題や、個体ばらつき、２つの電極の電化注入特性のばらつき、さらにトラップ電荷の不均一のために、制御電圧に対する偏向角の変化には非線形性が残る問題がある。こうした非線形性は、結晶の個体、また印加電圧や掃引周波数にも依存して変化するため、オープンループでの補正は一般的に困難である。

本発明の波長掃引光源では、最小発振波長から最大発振波長までの一定の発振波長幅で掃引するために、電気光学偏向器へ供給する制御電圧をフィードバック制御部から供給する。

一般に、ＫＴＮなどを利用した電気光学偏向器では、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と、電気光学偏向器内の光路が図１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の関係が線形であるとして、所望の制御電圧を説明する。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、制御電圧が、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。本発明では、フィードバック制御部２００ｂにおいて、発振出力光の一部から生成した干渉光から波数の変化率を検出し、この変化率情報に基づいてランプ信号を逐次補正して所望の制御電圧に補正を行う。フィードバック制御部２００ｂの作用により、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。しかも電気光学偏向器を含むフィードバックループによる制御を行うことにより、上述した対電圧の偏向角の非線形性も補正されるのである。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。

図３は、本発明の波長掃引光源のフィードバック制御部２００ｂの構成を示すブロック図である。図１に示した発振出力光１１３の一部は、光ビームタップ１２１によって取り出されてフィードバック制御部２００ｂに与えられる。フィードバック制御部２００ｂは、２つの光路長の間に差を設けた光干渉計部と、それ以外の電気信号処理部から構成される。

光干渉計部は、半透鏡２０１、第１の反射鏡２０２、第２の反射鏡２０３、第１の光検出器２０４および第２の光検出器２０５から構成される。各反射鏡は、直交する２つの反射面を有しており、図２に示すように、入射光に平行で逆向き方向に反射光を出射する。

光干渉計部において、光ビームタップ１２１からの結合光は、まず半透鏡２０１のａ点で２方向に分岐し、それぞれ第１の反射鏡２０２および第２の反射鏡２０３に向かう。第１の反射鏡２０２を経由する第１の光路を進む光は、半透鏡２０１のｂ点でさらに分岐して、それぞれ第１の光検出器２０４および第２の光検出器２０５で検出される。第２の反射鏡２０３を経由する第２の光路を進む光も、同様に半透鏡２０１のｂ点で分岐して、それぞれ第１の光検出器２０４および第２の光検出器２０５で検出される。したがって、第１の検出器２０４では、第１の光路および第２の光路の２つの光路をそれぞれ辿った光の干渉光の強度レベルを表す電気信号が得られる。これら２つの電気信号は、常に互いに逆相の関係にある。同様に、第２の検出器２０５でも、第１の光路および第２の光路の２つの光路をそれぞれ辿った光の干渉光の強度レベルを表す電気信号が得られる。

ここで、第１の光路と第２の光路との間には、図３に示すようにＴの遅延時間に相当する光路長差が設定されている。第２の反射鏡２０３を経由する第２の光路は、第１の光路と比べて、図３のｘ軸方向に半透鏡２０１からＴ／２遅延時間に相当する距離（光速×Ｔ／２）だけ伸びている。

２つの光検出器から出力される干渉光の強度を表す電気信号は、いずれも、利得媒質のゲイン波長依存性などによる発振光強度の変化に対応したＤＣ変動成分と、遅延時間Ｔに相当する光路長差に対応した交流信号とを含む信号となる。しかし、２つの電気信号の交流成分の位相はお互いにπだけずれており、一方の電気信号の交流成分の瞬時振幅の最大値は他方の電気信号の交流成分の瞬時振幅の最小値に対応している。したがって、２つの光検出器からの各電気信号は、減算回路２０６に入力されて、ＤＣ成分が除去されるとともに振幅が倍となった交流成分のみを持つ電気信号が得られる。この交流信号の周波数は、光路長差に依存しており、光路長差が大きい程、周波数は大きくなる。

ここで、光検出器で得られる干渉光の強度を表す電気信号の交流成分の周波数が、発振器部における発振波長λの逆数である波数ｋの変化率を表していることについて、以下簡単に説明する。光検出器で得られる干渉光の強度は、次式で表される。
Ｓ（ｔ） ∝ Ｉ（ｔ）＋ Ｉ（ｔ）ｃｏｓ(２πν（ｔ）Ｔ ＋ φ) 式（３）
ここで、Ｉ（ｔ）は光強度である。φは、半透鏡で受ける位相変化であって、これには、２つの光検出器でそれぞれ検出される干渉光の間で、必ずπの差がある。したがって、２つの光検出器の間の差信号は次式で表され、ＤＣ成分が除去されたものとなる。
ΔＳ（ｔ） ∝ ２Ｉ(t) ｃｏｓ(２π ν（ｔ）Ｔ ＋ φ) 式（４）
式（４）中で、ν（ｔ）は、波長掃引光源の出力する時間的に変化する光周波数を表し、光周波数と波長との関係を用いて、次のように書き換えられる。
２πν（ｔ）＝２πｃ／λ(t) ＝ ｃｋ（ｔ） 式（５）
ここで、ｃは光速であり、ｋ（ｔ）＝２π／λ(t)は波数に他ならない。

時間的に振動するΔＳ(t)の周波数は、(ｄν/ｄｔ) Ｔ＝(ｃ／２π)(ｄｋ/ｄｔ)Ｔである。ここで、ｄν/ｄｔは光周波数の変化率、ｄｋ/ｄｔは波数の変化率である。これら変化率が一定であれば、ν(t)およびｋ(t)が時間とともに直線的に変化する。すなわち、ΔＳ(t)の周波数が一定であることが、波数が時間に対して直線的に変化するために、必要にして十分な条件である。

したがって、ランプ電圧信号を電気光学偏向器に印加して概ね線形的に発振波長の掃引を行っているときに、光検出器から得られる電気信号の交流成分の周波数を検出し、この交流成分の周波数を一定に保つ動作を行うことによって、波数が時間に対して直線的に変化する波長掃引を実現できる。交流成分の周波数を一定に保つ動作は、以下に述べる電気信号処理部によって行われる。

再び図３を参照すれば、減算回路２０６からの出力電気信号ΔＳ（ｔ）は、交流信号成分の周波数を一定に保つため、位相ロックループ（ＰＬＬ）回路２０７に入力される。ＰＬＬ回路２０７は、マスタクロック発振器および電圧制御発振器（ＶＣＯ）とともに使用される発振器周波数の同期の用途などで一般によく知られている。一般には、発振周波数に同期する交流信号が入力され、この交流信号の変動を反映した制御電圧をＶＣＯへ供給して、所定の発振周波数を維持するよう動作する。

本発明においては、光干渉計部からの干渉光強度の交流成分がＰＬＬ回路２０７に入力され、交流成分の周波数変化に比例した出力信号（ＶＣＯ入力信号：ＶＣＯｉｎ）を、電気光学偏向器を駆動する高電圧増幅器２１１のゲイン制御電圧（Ｇａｉｎ）として印加する。既に述べたようにＫＴＮなどを用いた電気光学偏向器は、偏向のために数百Ｖ程度の駆動電圧を必要とする。このため、波長掃引のためのランプ電圧を生成するランプ信号発生器２１０からの駆動信号は、高電圧増幅器２１１で所要電圧レベルまで増幅されて電気光学偏向器１０４へ印加される。本発明では、ＰＬＬ回路２０７回路からの出力電圧（ＶＣＯｉｎ）は減算器２０８で基準電圧２０９から減じられた上で、高電圧増幅器２１１のゲイン制御入力（Ｇａｉｎ）へ印加される。基準電圧２０９を適切に設定して、所望の波数変化率が得られるように、高電圧増幅器２１１の平均ゲインを設定する。

ランプ信号発生器２１０からのランプ電圧そのままで電気光学偏向器を駆動する場合は、波長が概ね線形的に変化する。つまり、波数が時間に対して線形的に変化するようなＳＳ−ＯＣＴに適合した波長変化を実現することはできない。したがって、ランプ電圧は、近似的な掃引電圧にしかなり得ない。本発明では、発振出力からの結合光に基づいて干渉光を生じさせ、ＰＬＬ回路２０７によって干渉光の強度信号の交流成分周波数を一定に保つような引き込み動作を行う。ＰＬＬ回路２０７からは、交流成分の周波数変化に比例した制御電圧（ＶＣＯｉｎ）が得られる。このＰＬＬ回路２０７からの制御電圧（ＶＣＯｉｎ）を高電圧増幅器２１１のゲイン制御電圧（Ｇａｉｎ）に帰還することで、ランプ電圧が補正されて波数が時間に対して線型的に変化するように波長掃引が行われる。フィードバック制御部２００ｂは、ＰＬＬ回路２０７の出力を高電圧増幅器２１１におけるランプ信号の増幅率に帰還することにより、単純な鋸歯状波のランプ電圧の掃引電圧に対して、波数が時間に対して線形的に変化するような発振波長掃引プロファイルとなるように刻々と電圧補正を行っていることになる。

より具体的には、波長が短い側から長い側に掃引される場合、電気光学偏向器による偏向角δは，負から正へと単調に増す変化を行う。ＫＴＮ電気光学偏向器の場合、このために印加する制御電圧としては、正から負へと単調に減じる鋸歯状波が求められる。

一定負勾配のランプ電圧を印加する場合、掃引初期の短波長端近傍では、電圧の変化率（の大きさ）が過大であり、それゆえΔＳ（ｔ）の周波数が高く、ＶＣＯｉｎが基準電圧２０９を上回る。その結果、減算器２０８から負の補正信号が高電圧増幅器２１１のゲイン制御入力（Ｇａｉｎ）に与えられ、それにより、電圧の変化率（の大きさ）を低減しΔＳ（ｔ）の周波数を低める方向に作用する。

他方、掃引末期の長波長端近傍では、電圧の変化率（の大きさ）が過小であり、それゆえΔＳ（ｔ）の周波数は低く、ＶＣＯｉｎが基準電圧２０９を下回る。その結果、減算器２０８からは正の補正信号が高電圧増幅器２１１のゲイン制御入力（Ｇａｉｎ）に与えられ、それにより、電圧の変化率（の大きさ）を増大しΔＳ（ｔ）の周波数を高める方向に作用するのである。

図１に示した構成のリトマン配置された構成のレーザ発振器においては、発振波長λは、次の回折格子方程式によって決定される。
Λ（ｓｉｎ（θ＋δ）＋ｓｉｎφ）＝ｍλ 式（６）
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１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）とともに従来技術の場合について説明したように、図１の本発明の波長掃引光源でも波長λの変化の形状は、式（６）左辺のδを含むｓｉｎ項の影響を受ける。したがって、式（６）で、δを一定速度で変化させても、図８において破線４１で示したような、波数が時間に対して直線的に変化する所望の波長変化は実現できない。

その上に、すでに述べたように、ＫＴＮなどを利用した電気光学偏向器では、結晶材料の均一性の問題や、個体ばらつき、２つの電極の電化注入特性のばらつき、さらにトラップ電荷の不均一のために、制御電圧に対する偏向角の変化には非線形性が残る。したがって、上式（６）のδに対する波長λの変化にはさらに別箇の非線形成分が含まれ、また、印加電圧に対するδの変化は温度によっても変動し、一定に保ち難い。

しかしながら、本発明のフィードバック制御部２００ｂによる制御によれば、式（６）のｓｉｎ項に由来する発振波長の変化を、波数が時間に対して線型的に変化する発振波長の変化に是正する。さらには、ＫＴＮなどに内在する結晶材料の均一性の問題や、個体ばらつき、等による偏向角δの変化に伴う非線形性や不安定性も同時に解消することができる。

図４は、本発明の波長掃引光源の第２の構成を示す図である。図４の波長掃引光源４００は、図１における発振器部の構成をリトマン構成の２００ａからリトロー構成４００ａへ置き換えた点で相違しているだけである。利得媒質１０１からの入射光１０７は、回折格子１０９へ入射し、同じ角度方向に回折して利得媒質１０１へ戻る。すなわち、発振器部４００ａは、利得媒質１０１と、回折格子１０９を一方の端とする共振器から構成されている。他のフィードバック制御部２００ｂの構成は、図１と全く同様で良い。本発明のフィードバック制御部２００ｂの動作は、上述の図１の場合と同じであるので、説明は省略する。

以下、より具体的な実施例について述べる。

図１に示した本発明の波長掃引光源の第１の構成において、回折格子は６００ｌ／ｍｍの線刻密度を持ち、入射角θを５２．３１°、入射角φを０．０４°に設定したところ、中心波長１．３２μｍで動作した。光干渉計部の光路長差は３ｍｍ、すなわち遅延時間Ｔ＝１０ｐｓに相当する値に設定した。掃引動作の繰返し周波数は１００ｋＨｚとし、２つの光検出器の差信号ΔＳ（ｔ）の周波数が１７．２ＭＨｚになるように、フィードバック制御部を構成した。すなわち、ＰＬＬ回路内のＶＣＯの周波数の入力電圧感度１０ＭＨｚ／Ｖに対応して、基準電圧を１．７２Ｖに設定した。

この結果、波長１．３５μｍを中心として、幅１００ｎｍの範囲において、発振出力光の波数の変化率が安定化され、理想的な波長変化が得られた。この時、掃引中の光周波数の変化率は１．７２ＴＨｚ／μｓ、波数の変化率は２π×５７．４ｃｍ^−１／μｓの、何れも一定値に保たれた。

図４に示した本発明の波長掃引光源の第２の構成において、回折格子は３００ｌ／ｍｍの線刻密度を持ち、入射角θを１１．７°に設定したところ、中心波長１．３５μｍで動作した。上述した実施例１同様に、光干渉計部の光路長差は３ｍｍ、すなわち遅延時間Ｔ＝１０ｐｓに相当する値に設定し、掃引動作の繰返し周波数は１００ｋＨｚとした。この場合、２つの光検出器の差信号ΔＳ（ｔ）の周波数が１６．５ＭＨｚになるように、フィードバック制御部を構成した。すなわち、ＰＬＬ回路内のＶＣＯの周波数の入力電圧感度１０ＭＨｚ／Ｖに対応して、基準電圧を１．６５Ｖに設定した。

この結果、波長１．３５μｍを中心として、幅１００ｎｍの範囲において、発振出力光の波数の変化率が安定化され、理想的な波長変化が得られた。この時、掃引中の光周波数の変化率は１．６５ＴＨｚ／μｓ、波数の変化率は２π×５４．９ｃｍ^−１／μｓの、何れも一定値に保たれた。

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した波長掃引光源を提供することができる。出力発振光の一部を、２つの光路長の間に差を設けた干渉計に入射し、得られる電気信号の交流成分周波数を一定に保つフィードバック制御部の動作により、発振波長が波数について直線的に変化するような波長掃引電圧が生成・印加され、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、２０４、２０５ 光検出器
２１、１００、２００、４００ 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、３０４ 制御電圧
１９、１０６、１０９ 回折格子
１１０ 端面鏡
１１２ 出力結合鏡
１２０ ポリゴンミラー
１２１ 光ビームタップ
２００ａ、４００ａ 発振器部
２００ｂ フィードバック制御部
２０１ 半透鏡
２０２、２０３ 反射鏡
２０７ ＰＬＬ回路
２１０ ランプ信号発生器
２１１ 高電圧増幅器
３００ 電気光学結晶

Claims (4)

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、
   光路長の間に差を設けた２つの光路に前記発振器部からの発振出力光を伝搬させて、前記２つの光路長差により生じる干渉光に対して、前記光路長差および前記発振出力光の波数の変化率に比例する周波数の交流成分を含む干渉光強度を表す電気信号を出力する干渉計、
   前記電気信号の前記交流成分の周波数を一定に保つためのフィードバック信号を発生する誤差信号発生回路、および
   ランプ電圧信号に対する利得に前記フィードバック信号を作用させて、前記電気光学偏向器へ供給する補正された制御電圧を生成する制御電圧発生回路を有するフィードバック制御部と
   を備えたことを特徴とする波長掃引光源。
2. 前記誤差信号発生回路は、前記電気信号が入力され、前記電気信号の前記周波数の所定の周波数からの偏倚量に比例した前記フィードバック信号を出力する位相ロックループ回路であり、
   前記制御電圧発生回路は、前記フィードバック信号が利得制御信号として印加され、前記ランプ電圧信号を増幅する高電圧増幅器であること
   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ていることを特徴とする請求項１または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ていることを特徴とする請求項１または２に記載の波長掃引光源。

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