JP5991914B2 - ビームスキャナおよび偏向光源 - Google Patents

Description

本発明は光の方向を高速に変化させるビームスキャナ、および波長可変な光源に関する。

光ビームスキャナは、光の最も基本的な性質である光の進行方向を制御する素子である。光ビームスキャナに必須の光を偏向する技術としては、ポリゴンミラーを回転させる技術、ガルバノミラーにより光の偏向方向を制御する技術、音響光学効果を利用した光回折技術、ＭＥＭＳ（Micro Electro Mechanical System）と呼ばれるマイクロマシーン技術などが提案されている。

ポリゴンミラーを用いた方法は、機械的な回転を利用しているため、回転速度に制限がある。ポリゴンミラーの回転速度の制限は、プリンタの印刷速度の高速化においてボトルネックとなっており、プリンタの印刷速度をさらに向上させるためには、より高速な光偏向技術が求められる。

ガルバノミラーは、レーザ光を偏向走査するレーザスキャナ等に利用されている。しかし、従来のガルバノミラーは、小型化することが難しい。従って、ガルバノミラーを用いたレーザスキャニングシステム、およびこのシステムを用いるレーザ応用機器のより一層の小型化が難しい。

音響光学効果を利用した光回折型の光ビームスキャナも実用化されている。しかし、この光回折型の光偏向器を用いた方法は、消費電力が大きく、小型化が困難である。また、大きい偏向角を得たり、高速動作を行なったりすることが難しいという欠点がある。また、ＭＥＭＳを用いた方法は、光偏向素子として微細なミラーを静電的に駆動するため、数十μｓｅｃの応答が限界である。

さらに、電気光学結晶を用いた様々な光機能部品も実用化されている。これら光機能部品は、電気光学結晶に電圧を印加すると、電気光学効果により結晶の屈折率が変化することを利用している。電気光学結晶を用いた方法は、電気光学効果の速度限界まで応答可能であり、数百ＭＨｚにおよぶ応答が可能となる。これまでに、電気光学結晶を用いた光偏向素子として、ＬｉＮｂＯ₃（以下、ＬＮ結晶という）、ＰＬＺＴを用いた報告がある。しかしながら、ＬＮ結晶を用いた素子では、電気光学効果が小さいため、５ｋＶ／ｍｍ程度の電圧を印加しても３ｍｒａｄ程度の偏向角しか得られないという欠点がある。更に、ＰＬＺＴを用いた素子においても、２０ｋＶ／ｍｍの印加電界に対して４５ｍｒａｄ程度の偏向角が限界である（非特許文献１）。

上述のように電気光学結晶では、電気光学定数が小さく、実用的な偏向角度を構成するために必要とされる電圧がｋＶオーダーになってしまう。ｋＶオーダーの電圧を高速に変調するためには、駆動回路に大きな負荷がかかり、装置の大型化が避けられないという問題があった。また、ｋＶオーダーの電圧を高速に変調すると、高周波ノイズが発生し、周辺機器へのノイズの混入という問題も生じた。

このような中で、タンタル酸ニオブ酸リチウム（ＫＴａ_1-xＮｂ_xＯ₃（０＜ｘ＜１）、Ｋ_1-yＬｉ_yＴａ_1-xＮｂ_xＯ₃（０＜ｘ＜１、０＜ｙ＜１）：以下ＫＴＮと示す）結晶を用いた新しい動作原理に基づく光ビームスキャナが新たに注目されている（特許文献１、非特許文献２）。この新しい動作原理では、広角であって低電圧動作の偏向現象を利用している。ＫＴＮにおいては、二次の電気光学効果であるＫｅｒｒ効果の発現を利用している。また、ＫＴＮは、単純な矩形の結晶とその上下面に作成した平行平板電極とからなる構成によって動作させることができる点にも特徴がある。偏向方向は、ＫＴＮ結晶に印加する電界と同じ方向となる。非特許文献２によれば、わずか±５００Ｖ／ｍｍの印加電圧と５．０ｍｍの相互作用長で、±１２７ｍｒａｄ程度もの偏向角が得られている。ＫＴＮを使用した電子ビームスキャナは、低電圧動作で広角に偏向が可能であるという優れた利点を有している。

ＫＴＮスキャナの基本的な動作に関して、図１を用いて説明する。矩形のＫＴＮ結晶チップ１０７の上下面には、平行平板電極７０１、７０２が接続されている。図１には示されない電圧源が２つの電極間に接続されて、ＫＴＮ結晶に電圧が印加され、印加電圧に応じて偏向が生じる。ＫＴＮ結晶チップ１０７内へｚ軸方向にコリメートされた入射光７０３を透過させる場合を考える。電極７０１、７０２からＫＴＮ結晶へ電圧を印加すると、ＫＴＮ結晶チップの断面において電界をかけた方向（ｘ軸方向）に屈折率分布が生じる。このため、入射光７０３はｘ軸方向に偏向し、出射光７０４および出射光７０５の範囲でビームスキャン動作が行なわれる。

光ビームスキャナの利用先としては、プリンティング、ディスプレイ、イメージング、センシング、光通信などが挙げられるが、その中の一つに波長可変光源が挙げられる。波長可変光源は、近年、注目されている断層画像撮影法の一つである、掃引型光干渉断層法（Swept-source Optical Coherence Tomography:以下、ＳＳ−ＯＣＴ）用の光源として用いられている。ＳＳ−ＯＣＴ用の光源には、高速で幅広い波長を掃引することが必要になる。

このような要求に対して、高速、電圧に応じた幅広い偏向角度、連続的に変えられる光偏向効果をもつＫＴＮスキャナは、ＳＳ−ＯＣＴ用の波長可変光源の有効な要素部品になりえる（非特許文献４）。

国際公開公報 ＷＯ ２００６／１３７４０８ Ａ１ 明細書

菅間明夫、外5名、「ＥＯ導波路偏向型光スイッチの開発」、電子通信情報学会信学技報、社団法人電子通信学会、2004年10月、ＰＮ２００４−５９，ページ６１−６４ ＮＴＴ技術ジャーナル２００７年１２月号、ページ５６−５９ J. Miyazu， Y. Sasaki， K. Naganuma， T. Imai， S. Toyoda， T. Yanagawa， M. Sasaura， S. Yagi and K. Fujiura， "400 kHz Beam Scanning Using KTa1-xNbxO3 Crystals" Proc. of 2010 Conf. on Lasers and Electro-Optics， CTuG5， 2010 Shogo Yagi， Kazunori Naganuma， Tadayuki Imai， Yasuo Shibata， Shigeo Ishibashi， Yuzo Sasaki， Masahiro Sasaura， Kazuo Fujiura and Kazutoshi Kato， "A Mechanical-free 150-kHz Repetition Swept Light Source Incorporated a ＫＴＮ Electro-optic Deflector"， Proc. of SPIE Vol. 7889 78891J-1

ＫＴＮ波長可変光源の適用例のひとつとして、光干渉断層法(Optical Coherence Tomography:以下、ＯＣＴ)用の光源が挙げられる。その中でもＳＳ−ＯＣＴは、近年、注目されている断層画像撮影法であり、近赤外線を使用し、組織表面の数ｍｍ程度の比較的浅い部分について鮮明な断層画像を高速で撮影することが可能な方法である。このＳＳ−ＯＣＴに適した光源には、「波長掃引範囲が広いこと（１００ｎｍ程度）」と、「光の可干渉距離（コヒーレンス長）が長いこと（５ｍｍ程度以上）」とが必要である。

ＫＴＮ波長可変光源はリットマン型共振器（若しくは.リトロ型共振器）を基としている。本光源の発振波長選択は共振器内部の回折格子が担っており、その選択性の高くなるほどコヒーレンス長は長くなる。そして発振波長選択性はビーム径が大きいほど高くなる。

これまでのＫＴＮ波長可変光源では、波長掃引範囲は１１０ｎｍで必要な波長掃引範囲は満たされていた。一方で、コヒーレンス長は、１．２ｍｍ程度と十分ではなかった(非特許文献４参照)。コヒーレンス長が短い原因の一つとして考えられるのは、ＫＴＮ波長可変光源を動作する際の、ＫＴＮへの電荷注入により発現する凸レンズ効果である。

回折格子の波長選択性を利用しているＫＴＮ波長可変光源では、ＫＴＮによる偏向角δによって回折格子への入射角θはθ−δに変じ、これに伴って選択波長λが、次の回折格子公式である式（１）に従って変化する。式（1）において、Λは回折格子のピッチを、ｍは回折次数をそれぞれ表す。

さまざまなθを有する光が入射されるとすると、式（１）を満たすΦは有限の波長幅を持つ。そのため、ある波長幅に存在する複数の波長が共振器に戻ることとなり、発振の選択波長性が劣化する。この結果、レーザの発振線幅が広くなり、十分なコヒーレンス長が得にくくなる。また、共振器内のレンズパワーはレーザ発振を不安定にすることが知られている。この凸レンズ効果が維持された状態における発振は不安定となり、その結果、十分なコヒーレンス長が得にくくなる。

そこで本効果を解消し、波長掃引範囲が広くなるように、ＫＴＮの凸レンズ効果を打ち消すような凹レンズをＫＴＮ後段（出射側）に挿入することがなされている。これにより、共振器内の凸レンズ効果を解消し、コヒーレンス長の劣化を抑制することができる。また同時に、ＫＴＮの偏向角を後段の凹レンズにより拡張し、広い波長掃引範囲も実現することができる。

２つのレンズによるレンズの結合公式は式（２）で与えられる。

ここで、分母が０（ゼロ）となればｆは∞となり、すなわちコリメータの性能を有することを意味する。したがって次式（３）を得ることができ、この組み合わせで成り立つｆ₂の焦点距離を有する凹レンズを組み合わせることによって、補正が可能となる。
ｆ₁＋ｆ₂＝ｄ 式（３）

例えば、ＫＴＮ結晶チップ自体が入射側のシリンドリカル凸レンズの効果を持ち、このときの焦点距離がｆ₁＝１２．５ｍｍのとき、焦点距離がｆ₂＝−１０ｍｍのシリンドリカル凹レンズをＫＴＮ結晶チップとレンズとの距離ｄ＝２．５ｍｍに設置すると、出射ビームはコリメート光となる。

ここで前述までの構成、すなわち、凸レンズ効果を持ったＫＴＮを通過した後、凸レンズ効果を打ち消す凹レンズを挿入する構成、すなわち凹レンズを出射側のみに挿入した構成（以下、単レンズ方式ともいう）では、凸レンズ効果でビーム径が狭まった段階でコリメートされてしまう。回折格子による波長選択性は、回折格子に入射するビーム径が大きいほど強くなる。従って、ビームが狭まった状態では、回折格子の波長選択効果を損なってしまうことになる。このため、これまでの構成では、コヒーレンス長の伸張への効果が十分に得られない。すなわち、例えばＫＴＮ波長可変光源を従来の構成（単レンズ方式）とした場合は、共振器内の凸レンズ効果によるコヒーレンス長劣化の抑制と広い波長掃引範囲との両立は困難であるという問題があった。以下、この点について詳しく説明する。

波長可変光源をＯＣＴ光源などに利用する場合、ＯＣＴにおける深さ方向の測定可能な距離を制限するコヒーレンス長を十分に長く取れないと、実用上の問題が生じる。コヒーレンス長とは光の可干渉距離である。レーザ光を干渉計で干渉させた場合、光路長差に依存して合波光の強度が変化する干渉フリンジが現れるが、その大きさが光路長差ゼロのときの半分になる光路長差をコヒーレンス長という。光源をＯＣＴに適用した場合の測定可能深さはコヒーレンス長に依存する。すなわち、コヒーレンス長が長いほど測定可能深さを深くすることができ、ＯＣＴとしての性能が向上する。

回折格子を含む波長フィルタの全半値幅Δλ_wは、次式（４）で表される（非特許文献４参照
）。

式（４）において、Λは回折格子のピッチであり、θは回折格子への入射角であり、ｗは回折格子への入射光のビーム半径であり、λは発振波長である。

波長フィルタの帯域幅とコヒーレンス長との関係については、フィルタ帯域が狭いとき、すなわち波長フィルタの全半値幅Δλ_wが小さいとき、コヒーレンス長が長くなることが知られている。従って、上式でビーム半径ｗが大きいほど、波長フィルタの全半値幅Δλ_wを小さくすることができ、コヒーレンス長を長くすることができることがわかる。

単レンズ方式でＯＣＴ光源を実現することによりビーム径が狭まった状態では、コヒーレンス長が短くなってしまい、ＯＣＴとしての性能を損なうことが分かる。また、プロジェクタなどのビームスキャナを従来の構成で実現した場合は、共振器内の凸レンズ効果により解像点数が減少するという問題もあった。以下、この点について説明する。KTN結晶などを用いたビームスキャナでは、光ビームが電極に挟まれた薄いKTN結晶領域を通過するために、KTN結晶の厚さより小さい大きさにビーム直径を絞り込む必要がある。このようなビームは、図９に示すように、回折によって必然的に大きな拡がり角を伴う。電圧印加による偏向角の変化がこの拡がり角Δθよりも小さかった場合は、元々の拡がり角に埋もれてしまうため変化は検知できない。こう考えると、全拡がり角２Δθは光スキャナの角度刻みを与え、さらにそれで偏向角の全可変範囲２θmaxを規格化した数Nは、光スキャナで角度を区別できる点数、つまり解像点数ということになる。

偏向角範囲、あるいは拡がり角は、付加する光学系の角倍率を通じて、それぞれ増減できるが、それらの比の解像点数は不変である。したがってこの解像点数が光スキャナの基本的な性能指標となり、この解像点数を向上させることが課題となる。

ビームスキャナの解像点数Ｎは以下の式（５）に基づいて算出できることが知られている。

式（５）において、ｗはビームウエスト半径であり、ｄは電極間隔（結晶厚）であり、Ｌは結晶長である。波長λ＝６３３ｎｍにおいて屈折率ｎは２．２９であり、２次の電気光学係数はｇ₁₁＝０．１３６ｍ⁴Ｃ^-2である。また、印加電界の上限Ｅｍａｘは、経験的に６００Ｖ／ｍｍ程度であることから、上式に用いると、比誘電率εｒが１５０００のとき、Ｎ＝２５．７（ｗ／ｄ）Ｌと算出される。

上記式（５）において、解像点数Ｎは、ビーム径ｗに比例するため、単レンズ方式でビーム径が狭まった状態では、解像点数も小さくなってしまい、ビームスキャナとしての性能を損なうことが分かる。

本発明は上記問題に鑑みなされたものであって、本発明の課題は、共振器内の凸レンズ効果に起因するビーム径の縮小が抑制された偏向光源やビームスキャナを提供することにある。

上記の課題を解決するために、一実施形態に記載の発明は、入射した光を任意の角度に偏向して出力する電気光学偏向器であって、前記電気光学偏向器は、前記光を任意の角度に偏向するために前記光の入射方向と垂直な方向に電圧を印加する電極を設けたＫＴＮ結晶を有し、前記電気光学偏向器の光の入力側において該電気光学偏向器に入力する光を拡大する拡大手段と、前記電気光学偏向器の光の出力側において該電気光学偏向器から出力された光をコリメートするコリメート手段とをさらに備えたことを特徴とする電気光学偏向器である。

他の一実施形態に記載の発明は、利得媒質と、前記利得媒質の一端から入射した光を任意の角度に偏向して出力する電気光学偏向器と、前記電気光学偏向器から出力された光の偏向角度に応じた特定の波長を所定の方向に出力する回折格子と、前記回折格子から出力された光を回折格子に再度戻すように反射する端面鏡とを備え、前記利得媒質から前記端面鏡の間で共振させた光を出力する偏向光源であって、前記電気光学偏向器は、前記光を任意の角度に偏向するために前記光の入射方向と垂直な方向に電圧を印加する電極を設けたＫＴＮ結晶を有し、前記電気光学偏向器の光の入力側において該電気光学偏向器に入力する光を拡大する拡大手段と、前記電気光学偏向器の光の出力側において該電気光学偏向器から出力された光をコリメートするコリメート手段とをさらに備えたことを特徴とする偏向光源である。

ＫＴＮスキャナの基本的動作を示す図である。 単レンズ方式を用いた波長可変光源を示す図である。 ＫＴＮ結晶内の屈折率分布を示す図である。 第１の実施形態である両レンズ方式の波長可変光源を示す図である。 単レンズ方式の場合のビーム伝搬を示す図である。 両レンズ方式の場合のビーム伝搬を示す図である。 第２の実施形態の波長可変光源を示す図である。 第２の実施形態のＫＴＮ結晶チップとビーム伝搬を示す図である。 拡がり角を説明する図である。 第３の実施形態のＫＴＮ結晶部分の構成例を示す図である。 第３の実施形態のＫＴＮ結晶部分の構成例を示す図である。

以下、本発明の実施の形態について、詳細に説明する。

本発明の偏向光源は、光の入射方向に平行な２つの対向する面に電極を備えたＫＴＮ結晶チップの前段（光の入射側）とＫＴＮ結晶チップの後段（光の出射側）との両側に凹レンズが挿入された構成を備えている。本構成により、ＫＴＮに電荷注入することで発現する凸レンズ効果を抑制してコリメート状態でビームを出射させることができ、且つ、凸レンズ効果を持ったＫＴＮを透過させても元の入射光のビーム径で出射させることができる。さらに、出射側の凹レンズにより、ＫＴＮの光の偏向効果を拡大することができる。２つの凹レンズにより、ＫＴＮ波長可変光源において、共振器内の凸レンズ効果によるビーム径の縮小を抑制することを実現することができる。

（第１の実施形態）
本発明の偏向光源の第１の実施形態について説明する。本実施の形態では、偏向光源が波長可変光源である場合を例に挙げて説明する。第１の実施形態の波長可変光源を説明する前に、まず図２を用いて、凹レンズがＫＴＮの出射側にのみ挿入された波長可変光源について説明する（単レンズ方式）。図２において、共振器（波長可変光源）１００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半導体光増幅器（ＳＯＡ）１０１と、コリメータ１０２と、ＫＴＮユニット１０３と、回折格子１０４と、端面鏡１０５（反射鏡）と、電源１０６とを備えて構成されている。

ＳＯＡ１０１から出射した光が最初に入射するコリメータ１０２は、ＳＯＡ１０１からの光を平行光にして出射する。

回折格子１０４に入射する光と回折格子法線とがなす角度をθ、端面鏡１０５から回折格子１０４に入射する光と回折格子法線とがなす角度をφとする。回折格子１０４は、ＫＴＮユニット１０３からの光のうち、前述の角度θに応じた特定の波長の光を回折する（波長選択性をもつ）。なお、回折格子の種類は特に限定されないが、本実施形態では鋸歯状溝のものを用いた場合を例に挙げて説明する。

端面鏡１０５は、回折格子１０４からの光を反射して方向を変え、再度回折格子に戻すように回転可能な構成となっている。端面鏡１０５を回転させるための駆動手段としてはモータ等が挙げられるが、図２では省略してある。

ＫＴＮユニット１０３は、その内部のＫＴＮ結晶チップに電圧を印加することで回折格子方向に出射される光を所望の角度に変化させることができる。その結果、前述の角度θが変化し、回折格子により選択される波長が変化する。ＫＴＮ結晶チップ１０７の上下面には、平行平板電極が接続されており、電源に繋がっている。またＫＴＮ結晶チップ１０７の後面、すなわち光が出射する側（出射側）の近傍には、それぞれ凹レンズ１０８を備えている。なお、本実施形態では、シリンドリカル凹レンズを用いたが、偏向方向について凹レンズ機能を持っていれば、ＧＲＩＮレンズなどでも良い。

ＫＴＮ波長可変光源において、共振器長はＳＯＡ１０１から端面鏡１０５までの経路となり、この間を光が往復することでレーザ発振が生じる。ＫＴＮユニット１０３に所定の電圧を印加することで、発振する波長を自由に制御することができる。

ＫＴＮ波長可変光源におけるＫＴＮユニットの動作は、ＫＴＮ結晶チップに所定のＤＣ電圧を印加することで電荷を注入した後、所定の周波数でＡＣ電圧を印加し注入された電荷を動かすことで光を周期的に偏向させる。

ここでＫＴＮの凸レンズ効果について説明する。ＫＴＮ結晶チップ１０５の上下面にＤＣ電圧を印加することにより結晶中に電子が注入される。ＫＴＮ結晶中には電子トラップが存在するため、ＤＣ電圧印加後も結晶中にはトラップに捕獲された電子が存在する。ここではトラップに捕獲された電子は空間的に一様であると仮定し、その密度をＮとする。この状態でＫＴＮ結晶チップに対して変調電圧を印加すると、ガウスの法則により、電極からの距離をｘとした場合の電界分布Ｅ（ｘ）は以下の式（６）で表される。ここで、ｅは電気素量、εは比誘電率、ｄはＫＴＮ結晶チップの厚み、Ｖは電極に印加する電圧をそれぞれ示している。

また、上述のＫＴＮ結晶チップの形状における屈折率分布Δｎ（ｘ)は、以下の式（７）で表すことができる。ここで、ｇ_ijは電気光学係数である。

図３は、ＫＴＮ結晶内における屈折率分布を説明する図である。式（６）および式（７）からわかるように、ＫＴＮ結晶チップに電圧を印加することによる電界分布Ｅ（ｘ）は、ｘの関数で線形である。しかし、屈折率Δｎはｘの二次関数となっている。従って、屈折率分布は、図３の破線ではなく実線の二次関数状のプロファイルを持つ。偏向現象はＫＴＮへの電圧の印加で屈折率に傾斜が生じ、屈折率の高い方向に光が曲がることによる。屈折率分布プロファイルが破線の線形プロファイルであれば、ビームは発散したり、収束したりはしない。しかし、屈折率分布プロファイルが実線のようにプラス側に山の状態で傾斜すると、レンズでいう凸状態の屈折率の傾斜となる。これによりＫＴＮ結晶内のビームは、この屈折率のレンズ効果で収束するようになる。このように、チップ断面において屈折率分布が空間的に凸となり、ＫＴＮ結晶チップ自体が凸レンズの機能を持つことになる。この凸レンズ効果は、前述したようにＫＴＮ波長可変光源の発振を不安定にするため、コヒーレンス長を劣化させる。そこで凹レンズを挿入することで、この凸レンズ効果を補償し、コヒーレンス長の劣化を抑制することができる。

本発明の波長可変光源の第１の実施形態について図４で説明する。本実施形態の波長可変光源では、前述した図２に示す波長可変光源において、ＫＴＮ結晶チップ１０７の入射側に凹レンズ（入射側）１０９が挿入された構成とされている（以下、両レンズ方式ともいう）。本実施形態の波長可変光源では、入射側の凹レンズ１０９は光を拡大する手段として機能し、出射側の凹レンズ１０９は光をコリメートする手段として機能する。

ここで、凹レンズがＫＴＮの出射側にのみ挿入された場合（単レンズ方式）と、凹レンズが入射側、出射側に挿入された場合（両レンズ方式）についての効果を比較する。

図５、６において、単レンズ方式、及び、両レンズ方式を用いた時の出射ビームの導波状態についてのシミュレーション計算結果を示す。図５（ａ）は単レンズ方式におけるＫＴＮ結晶１０７と凹レンズ１０８との配置関係を示し、図５(ｂ)は単レンズ方式におけるビーム印加しない状態での光の導波の様子を示し、図５(ｃ)は単レンズ方式におけるビーム印加状態での光の導波の様子を示している。図６（ａ）は両レンズ方式におけるＫＴＮ結晶１０７と凹レンズ１０８との配置関係を示し、図６(ｂ)は両レンズ方式におけるビーム印加しない状態での光の導波の様子を示し、図６(ｃ)は両レンズ方式におけるビーム印加状態での光の導波の様子を示している。

単レンズ方式の場合、図５（ｂ）に示しているように、入射した光は、ＫＴＮレンズ効果によりＫＴＮ結晶チップ内部で絞られ、出射時のビーム径は入射時のビーム径に比べて狭まる。後段の凹レンズは狭まったビーム径に対してコリメートするため、結果、ＫＴＮユニットを透過したときのビーム径は狭まったコリメート光となっている。また図５（ｃ）に示しているように、ＫＴＮに電圧を印加してビームを偏向した場合でも、同様にビーム径は狭まったコリメート光となっている。

一方、本実施形態の波長可変光源、すなわち両レンズ方式の場合、図６（ｂ）に示しているように、ＫＴＮユニットにおいて、入射した光のビーム径は、入力側の凹レンズ１０９により広げられた後、ＫＴＮ結晶チップ１０７に入射する。ビーム径は、ＫＴＮ結晶チップ１０７内では、ＫＴＮレンズ効果により絞られた後、出射側の凹レンズによりコリメートされる。ここでコリメートされたビーム径は入射側の凹レンズに入射する前のビーム径と同じビーム径でコリメートされている。その結果、光はＫＴＮユニットを透過させても当初のビーム径のコリメート光が得られる。またＫＴＮに電圧を印加してビームを偏向した場合についても、図６（ｃ）に示しているように、ビーム径は当初の大きさのままでコリメート光となっている。

第１の実施形態の波長可変光源である両レンズ方式では、ＫＴＮ結晶チップは結晶厚１ｍｍを用い、ＫＴＮユニットへの入射ビーム直径は０．５ｍｍとした。凹レンズは入射側１０９、出射側１０８ともにｆ＝−１５ｍｍのレンズを用い、ＫＴＮ結晶チップ１０７端面から２．５ｍｍ離した位置に挿入した。本構成において、ＫＴＮ結晶チップに電圧を印加し凸レンズ効果を持たせた場合、ＫＴＮユニットからの出射ビーム直径は、０．４８１ｍｍと計算され、実測では約０．４９ｍｍであった。また、この時のコヒーレンス長は６ｍｍ程度であった。

なお比較のため、単レンズ方式について検証した。ＫＴＮ結晶チップは結晶厚１ｍｍを用い、ＫＴＮユニットへの入射ビーム直径は０．５ｍｍとした。凹レンズ（出射側）１０８は、ｆ=−４ｍｍレンズを用い、ＫＴＮ結晶チップ１０７端面から２．５ｍｍ離した位置に挿入した。本構成において、ＫＴＮ結晶チップに電圧を印加し凸レンズ効果を持たせた場合、ＫＴＮユニットからの出射ビーム直径は、０．１９２ｍｍと計算され、実測では約０．２ｍｍであった。また、この時のコヒーレンス長は３ｍｍ程度であった。

以上より、第１の実施形態の波長可変光源である両レンズ方式は、単レンズ方式でみられたＫＴＮのレンズ効果補償後の出射ビーム径が狭まる現象を抑制することができる。この結果、回折格子からより強い波長選択効果を得ることができるため、単レンズ方式に比べて長いコヒーレンス長が見込める。第１の実施形態の場合、単レンズ方式に比べてコヒーレンス長が約２倍程度向上することが観測された。

（第２の実施形態）
図７は、第２の実施形態における端面加工ＫＴＮ結晶チップ１１０の構成を説明する図である。本実施形態でも偏向光源が波長可変光源である場合を例に挙げて説明する。本実施形態の波長可変光源では、第１の実施形態において説明した入射側の凹レンズ、及び出射側の凹レンズに代えて、ＫＴＮ結晶チップ１１０の光の入射面および出射面を加工することによっても同様の機能を実現している。すなわち、第２の実施形態の波長可変光源では、図８に示したように、ＫＴＮ結晶チップの、端面Ａおよび端面Ｂについてそれぞれ凹レンズ機能を持つように加工して構成したＫＴＮ結晶チップ１１０を用いることができる。図７は、実施例２の図８で示した端面加工ＫＴＮ結晶チップ１１０を挿入した偏向光源である。

（第３の実施形態）
第１、第２いずれの実施形態でも、偏向光源が波長可変光源である場合を例に挙げて説明したが、偏向光源はこれに限定されない。第１および第２の実施形態に記載した本発明の偏向光源においては、凹レンズ２枚でＫＴＮを挟む（あるいは結晶自体の形状を、凹レンズ２枚で挟んだ場合と同じ効果が得られる形状に加工する）とすることにより、電荷注入されたＫＴＮスキャナの後段のコリメート光がもともとの光源(ＳＯＡ)から出射されたビーム径よりも縮小してしまうことを抑制している。上記実施形態では、上記構成による効果を波長可変光源に対して利用することにより、レーザ性能（コヒーレンス長）が改善することを述べた。しかしながら、上記構成による効果は、波長可変光源のみで有効ではなく、偏向光源としてプロジェクタなどのビームスキャナを用いた場合でも有効である。偏向光源としてプロジェクタなどのビームスキャナを用いた場合は、上記構成により解像点数を向上させることができる。

本発明の第３の実施形態は、KTN結晶を用いたビームスキャナにおいて、凹レンズ２枚でＫＴＮを挟む（あるいは結晶自体の形状を、凹レンズ２枚で挟んだ場合と同じ効果が得られる形状に加工する）構成としたものである（図１０、図１１）。

上述したように、ビームスキャナの解像点数Ｎは以下の数式（５）に基づいて算出できる。下記の解像点数の数式に基づいて解像点数が向上する。

従って、ビームスキャナにおいては、凹レンズ２枚でＫＴＮを挟む（あるいは結晶自体の形状を、凹レンズ２枚で挟んだ場合と同じ効果が得られる形状に加工する）ことによりビーム径を拡大し、それに比例して解像点数も向上し、ビームスキャナの性能に関して大きな改善が見込める。

本発明は、光学装置に利用することができる。さらに、波長掃引測距あるいは電子デバイス光コヒ−レンストモグラフィなどにも利用することができる。

１００ 共振器
１０１ ＳＯＡ
１０２ コリメータ
１０３ ＫＴＮユニット
１０４ 回折格子
１０５ 端面鏡
１０６ 電源
１０７ ＫＴＮ結晶チップ
１０８ 凹レンズ（出射側）
１０９ 凹レンズ（入射側）
１１０ 端面加工ＫＴＮ結晶チップ
７０１ 平行平板電極
７０２ 平行平板電極
７０３ 入射光
７０４ 出射光
７０５ 出射光

Claims (9)

1. 入射した光を任意の角度に偏向して出力する電気光学偏向器であって、
   前記光を任意の角度に偏向するために前記光の入射方向と垂直な方向に電圧を印加する電極を設けたＫＴＮ結晶と、
   前記ＫＴＮ結晶の光の入力側と出力側との両方に設けられ、凹レンズ機能を有する凹レンズ手段とを備え、
   前記凹レンズ手段は、凹レンズ機能によって前記ＫＴＮ結晶の凸レンズ効果を補償することを特徴とする電気光学偏向器。
2. 前記凹レンズ手段は、入力側と出力側とのそれぞれにおいて、前記ＫＴＮ結晶の端面から同じ距離だけ離間した位置に配置されていることを特徴とする請求項１に記載の電気光学偏向器。
3. 前記凹レンズ手段は、凹レンズであることを特徴とする請求項１または２に記載の電気光学偏向器。
4. 前記凹レンズ手段は、前記ＫＴＮ結晶の端面を凹状に形成したものであることを特徴とする請求項１に記載の電気光学偏向器。
5. 利得媒質と、前記利得媒質の一端から入射した光を任意の角度に偏向して出力する電気光学偏向器と、前記電気光学偏向器から出力された光の偏向角度に応じた特定の波長を所定の方向に出力する回折格子と、前記回折格子から出力された光を回折格子に再度戻すように反射する端面鏡とを備え、前記利得媒質から前記端面鏡の間で共振させた光を出力する偏向光源であって、
   前記電気光学偏向器は、前記光を任意の角度に偏向するために前記光の入射方向と垂直な方向に電圧を印加する電極を設けたＫＴＮ結晶と、前記ＫＴＮ結晶の光の入力側と出力側との両方に設けられ、凹レンズ機能を有する凹レンズ手段とを有し、前記凹レンズ手段は、凹レンズ機能によって前記ＫＴＮ結晶の凸レンズ効果を補償することを特徴とする偏向光源。
6. 前記凹レンズ手段は、入力側と出力側とのそれぞれにおいて、前記ＫＴＮ結晶の端面から同じ距離だけ離間した位置に配置されていることを特徴とする請求項５に記載の偏向光源。
7. 前記凹レンズ手段は、凹レンズであることを特徴とする請求項５または６に記載の偏向光源。
8. 前記凹レンズ手段は、前記ＫＴＮ結晶の端面を凹状に形成したものであることを特徴とする請求項５に記載の偏向光源。
9. 前記利得媒質と前記電気光学偏向器との間に設けられ、前記利得媒質の一端から出射した光をコリメートして前記電気光学偏向器に入力するコリメートレンズをさらに備えることを特徴とする請求項５から８のいずれかに記載の偏向光源。

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