JP6053017B2

JP6053017B2 - 波長掃引光源

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Publication number: JP6053017B2
Application number: JP2013095521A
Authority: JP
Inventors: 雄三佐々木; 勇一岡部; 坂本　尊; 尊坂本; 上野　雅浩; 雅浩上野; 豊田　誠治; 誠治豊田; 小林　潤也; 潤也小林
Original assignee: Nippon Telegraph and Telephone Corp
Current assignee: Nippon Telegraph and Telephone Corp
Priority date: 2013-04-30
Filing date: 2013-04-30
Publication date: 2016-12-27
Anticipated expiration: 2033-04-30
Also published as: JP2014216616A

Description

本発明は、広い波長帯域で波長を掃引する波長可変光源に関する。

波長掃引型レーザ光源は、DWDM（Dense Wavelength Division Multiplexing）光伝送などの光通信の分野で活用され、さらには、測定対象に対してレーザ光を照射して透過および反射を分析する分析装置等に適用されている。

この波長掃引型レーザ光源は、例えば、ミクロンオーダーの空間分解能で生体表皮下の断層イメージを取得できる技術として知られている光コヒーレントトモグラフィ（OCT：Optical Coherence Tomography）に適用することが可能である。波長掃引型レーザ光源を用いたOCT用光源は、高速で波長を変化させることが必要であるとともに、発振スペクトルの幅を狭くすること、および、波長掃引範囲が広いことが必要である。上記OCTにおいて、高速の波長掃引が可能になると、高速の画像処理、血流観測、および酸素飽和濃度の変化等の動的解析ができる。また、上記OCTにおいては、発振スペクトルが狭線幅化するため、生体表皮下の観察可能な深度を深くすることができる（非特許文献１）。さらに、上記OCTでは、広範囲の波長掃引は高分解なイメージ取得ができる。

高速で広帯域の走査が可能なレーザ光源として外部共振器型が一般に知られている。一般的な外部共振器型レーザは、半導体等の利得媒質と、外部ミラーとを配置し、これらが外部共振器を構成している。そして、利得媒質と外部ミラーとの間に設けられたバンドパスフィルターを利用して特定の波長のみを発振させている。バンドパスフィルターでは、透過波長を連続的に変化させてレーザ発振波長を連続的に掃引している。レーザ共振器内に備えられている波長分散素子と光ビームスキャナとの機能によって、バンドパスフィルターの透過波長は変化するように制御される。波長分散素子としては、例えば、回折格子やプリズムがある。光ビームスキャナとしては、ポリゴンミラー、ガルバノミラー、MEMS（Micro Electro Mechanical System）、音響光学スキャナ、電気光学スキャナ等がある。

ポリゴンミラーを用いた外部共振器型および波長走査型のレーザ光源１００について知られている従来の構成について図１および図２を参照して説明する。図１は、ポリゴンミラーを用いた従来の外部共振器型および波長走査型のレーザ光源１００の構成を示す図である。図２は、レーザ光源１００の回折格子１０４に入射する光の様子を説明するための図である。

図１において、レーザ光源１００は、利得媒質１０１およびその両端に配置された集光レンズ１０２、１０３を備える。集光レンズ１０２側には、ポリゴンミラー１０６を介して回折格子１０４が配置されている。集光レンズ１０３側には、出力結合鏡１０５から出力光ｄ１が得られる。

利得媒質１０１からの入射光はポリゴンミラー１０６の反射面において反射して、所定の回折格子方程式の条件を満たす入射角θで回折格子１０４に入射する。ポリゴンミラー１０６は、一定速度で、図１に示した矢印の方向に回転するため、ポリゴンミラー１０６の反射面における発振光の入射角および反射角が回転と共に周期的に変化する。これにより、回折格子１０４への入射角θによって、回転とともに発振波長が変化する。
図1に示した構成では、出力結合鏡１０５と回折格子１０４との間で共振器が構成される。また、回折格子１０４およびポリゴンミラー１０６によってバンドパスフィルターが構成される。

レーザ光源１００では、図２（ａ）および図２（ｂ）に示すように、回折格子１０４への入射角θの変化に応じて、回折格子１０４への入射位置も変化する。入射光は回折格子１０４面上をスキャンする。

発振波長は、入射角θが変化すると変化するようになっているので、広範囲の波長掃引を実現するためには、入射角θの変化を大きくする必要がある。この場合には、回折格子１０４への光の入射位置も大きく変化することになる。つまり、広範囲の波長掃引を実現するためには、回折格子の面積を大きくする必要がある。

一方、発振スペクトルの狭線幅化は、共振器内のバンドパスフィルターの狭線幅化によって実現することができる。バンドパスフィルターの狭線幅化は、回折格子１０４による空間的な波長の分散を大きくすることにより行われ、波長選択性が強まる。このためには、単位長さあたりの溝本数が多い回折格子を使用する必要がある。

図１に示した構成の説明は、回折格子からの一次回折光が直接、光ビームスキャナであるポリゴンミラーへ帰還するリトロー配置を適用した場合であるが、リットマン配置についても知られている。リットマン配置では、回折格子からの一次回折光が直接光ビームスキャナに戻るのではなく、ミラーでの反射後に再度回折格子を経て、光ビームスキャナである電気光学スキャナに帰還するように配置されている。

次に、一般的なリットマン配置の波長掃引型レーザ光源３００の構成について図３および図４を参照して説明する。図３は、一般的なリットマン配置の波長掃引型レーザ光源３００の構成を示す図である。図４は、波長掃引型レーザ光源３００の回折格子３０４に入射する光の様子を説明するための図である。

図３において、レーザ光源３００は、利得媒質３０１およびその両端に配置された集光レンズ３０２、１０３を備える。集光レンズ３０２側には電気光学スキャナ３０６を介して回折格子３０４、端面鏡３０８が配置されている。集光レンズ３０３側には、出力結合鏡３０５から出力光ｄ３が得られる。

利得媒質３０１からの入射光は電気光学スキャナ３０６によって偏向され、所定の回折格子方程式の条件を満たす入射角で回折格子３０４に入射する。電気光学スキャナ３０６は、図３に示した矢印の方向に周期的往復を行うよう入射光を偏向するので、回折格子３０４への入射角が偏向と共に周期的に変化する。これにより、回折格子３０４への入射角θによって、偏向とともに発振波長が変化する。
図３に示した構成では、出力結合鏡３０５と端面鏡３０８との間で共振器が構成される。また、回折格子３０４および電気光学スキャナ３０６によってバンドパスフィルターが構成される。

波長掃引型レーザ光源３００においても、図４（ａ）および図４（ｂ）に示すように、回折格子３０４への入射角θの変化に応じて、回折格子３０４への入射位置も変化する。このため、波長掃引型レーザ光源３００においても、前述の図２のリトロー構成の場合と同様、広範囲の波長掃引を実現するには、面積が大きい回折格子を使用する必要がある。また、発振スペクトルの狭線幅化へは単位長さあたりの溝本数が多い回折格子を使用する必要がある。

上記波長掃引型レーザ光源３００に用いられる電気光学スキャナ３０９として、タンタル酸ニオブ酸リチウム（ＫＴａ_１−ｘＮｂ_ｘＯ_３（０＜ｘ＜１）、Ｋ_１−ｙＬｉ_ｙＴａ_１−ｘＮｂ_ｘＯ_３（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とともに、広角で、かつ低電圧動作の偏向現象を利用した光ビームスキャナが注目されている(非特許文献２)。

近年、特定の電気光学効果を有する結晶において、電圧印加時に結晶内に空間電荷分布が形成され、それによる非一様な電界分布が屈折率の勾配を誘起し、この勾配に直交する光線の進路を屈曲させる現象が確認された。電気光学結晶に対してオーミック接触となるような電極を形成し、この電極に電圧が印加されると、電気光学結晶に電荷が注入され、空間電荷制御状態となって、結晶内部に電界の傾斜が生ずる。電界の傾斜は、屈折率の傾斜を生じさせ、結晶を透過する光のビームを偏向させることができる（特許文献１）。このような電気光学結晶においては、結晶内の全箇所が偏向作用を担うので、光線の伝搬経路上の各所でその作用が何度も行われ、偏向された光が結晶から出射する。このときに得られる偏向量は、結晶内の伝搬長におおむね比例することになるので、上述した既存のプリズム形状の光偏向器とその性質が全く異なる。そのため、電気光学結晶は、高速動作が可能で、かつ、偏向角が大きく変化する特長がある。

電荷の注入により空間電荷制御状態を実現する場合には、電荷の電気光学結晶内での移動速度により光偏向器の応答速度が制限される。光偏向器への印加電圧の駆動周期が短くなるにつれ、直流電圧印加時における理想的な空間電荷制御状態とならなくなり、光偏向器からの出射光の偏向角が小さくなってしまう。このような、電荷の移動度による制約を解消するために、光偏向を行うための電圧印加に先立って、結晶内のトラップに電荷を捕獲させるための電圧を印加する方法が提案されている（特許文献２）。この特許文献２の方法は、電荷の注入と電界の傾斜とを同時に行う従来の方法に比べて、電荷の移動速度によって影響を受けることなく、電界の応答により光が偏向されるので、電気光学効果の応答周波数（〜ＧＨｚ）に至るまで非常に高速な光偏向を行うことができる。

結晶内のトラップに電荷をあらかじめ捕獲させる方式において、結晶内のトラップ密度Nが一様とし、かつ、電気光学結晶が２次の電気光学効果（カー効果）を持つ場合、結晶断面の屈折率の変化量Δｎ（ｘ）は、下記式（１）で表される。

なお、式（１）において、V：光偏向のための駆動電圧、d：結晶厚、x：結晶厚方向の位置、e：電気素量、ε：誘電率、n：結晶の屈折率、g₁₁：電気光学定数、を示す。

この場合、Δnはxの二次関数である。上記式（１）では、偏向現象は電気光学結晶への電圧の印加で屈折率変化が電界方向へ平行移動し、屈折率の高い方向に光が曲がるようになる。屈折率分布が線形であれば、ビームは発散したり、収束したりはしない。
結晶の中央付近で屈折率が高い二次関数の分布は、屈折率分布型凸レンズの屈折率分布である。これにより、電気光学結晶内のビームは、この屈折率のレンズ効果で収束するようになる。つまり、光偏向器を透過した光は偏向されると同時に集光され、焦点以降は発散する。

電気光学結晶（ＫＴＮ）の高速動作時は、上記（１）式に示したように、結晶断面の屈折率変化Δnは、結晶厚方向の位置xの二次関数となる。偏向現象はＫＴＮへの電圧の印加で屈折率変化が電界方向へ平行移動し、屈折率の高い方向に光が曲がることに拠る。屈折率分布が線形であれば、ビームは発散したり、収束したりはしない。しかし、結晶の中央付近で屈折率が高い二次関数の分布は、屈折率分布型凸レンズの屈折率分布である。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結晶チップ自体が偏向方向に対して、一軸性の凸レンズの機能を持つことになる。つまり、KTNスキャナを透過した光は偏向されると同時に集光され、焦点以降は発散する。

一方、レーザ共振器での波長選択性を良好にするためには、回折格子へ平行光が入射されることが望ましい。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、下記の回折格子公式（２）に従って変化する。

なお、式（２）において、Λ：回折格子のピッチ、m：回折次数、を示す。

回折格子へ発散や収束しての光が入射されることは、さまざまなθを有する光が入射されることに等しい。上記式（２）にてθが有限の幅を有するので、上記式（２）を満たすφも有限の幅を持つ。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。

図５は、KTNスキャナ５０６と回折格子５０８と間にシリンドリカル凹レンズ５１１を配置し、KTNスキャナ５０６による凸レンズ効果を打ち消すことで、凹レンズ５１１からの平行光を回折格子５０８へ入射させるようにした非特許文献３の構成を示している。このような構成では、平行光は得られるものの、KTNスキャナ５０６内で集光が行われるので、外部のシリンドリカル凹レンズ５１１では、KTNスキャナ５０６への入射光よりも小さいビーム径を有する平行光が得られる。

一方、偏向角は、シリンドリカル凹レンズ５１１によって大きくなる。すなわち、入射光よりも小さいビーム径の平行光により、シリンドリカル凹レンズ５１１が無い場合のものに比べて大きい偏向角が得られる。

一般に、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、小さいビーム径を有する平行光では、回折格子の波長選択効果を損なってしまうことになる。また、偏向角が拡大されるので、大面積の回折格子および端面鏡を使用する必要がある。

ここで、回析格子の波長選択性を強めるためには、単位長さあたりの溝本数が多い回折格子が必要となる。また、安定したレーザ発振のためには、広い波長帯域の光に対して一定でかつ、特定の次数で回折する光の回折効率が高いことが好ましい。
しかしながら、単位長さあたりの溝本数が多くなる程、格子形状の面内均一性の確保が困難となり得る。例えば特許文献３に記載の分光光学素子は、所望の特性を得るために多層膜の設計に合わせた構造となるように制御しなければならず、分光光学素子の製造時に高い精度が求められる。また、特許文献３に記載の分光光学素子は、４０％以上もの高い１次回折効率を、入射光の波長依存性や偏光依存性の影響を小さくするのが困難であった。さらに、大面積の回折格子及び端面鏡が必要となる場合には、大型化に伴う部品のコストが増加する。

国際公開第２００６／１３７４０８号特開２０１１−２２１３９６号公報特開２００５−２０８３３１号公報

春名正光、応用物理学会誌「光コヒーレンストモグラフィーの進展」Vol.77, No.09, p.1085-1092 (2008) K. Nakamura, et al.，"Space-charge-controlled electro-optic effect: Optical beam deflection by electro-optic effect and space-charge-controlled electrical conduction" JOURNAL OF APPLIED PHYSICS 104, 0131052008 Shogo Yagi 他、"Improvement of coherence length in a 200-kHz swept light source equipped with a KTN deflector," Proc. SPIE 8213, Optical Coherence Tomography and Coherence Domain Optical Methods in Biomedicine XVI, 821333 (February 9, 2012)

従来の波長掃引型レーザ光源では、電気光学スキャナを通過して偏向した光は、電気光学結晶が有する凸レンズ効果によって集光される。これは、回析格子に対して様々な角度からの光が入射するため、結果として、波長選択性が劣化し得る。このため、非特許文献３では、電気光学スキャナと回析格子との間に、上述した電気光学結晶が有する凸レンズ効果の影響を受けないようにするためのシリンドリカル凹レンズを配置している。

しかしながら、シリンドリカル凹レンズでは、偏向角が大きくなるため、従来の波長掃引型レーザ光源では、光を入射する部分の面積（幅寸法）が大きい回析格子、および、端面鏡を構成することになり、回析格子の小型化が実現できないという問題があった。

本発明は、このような状況下においてなされたものであり、波長選択性を有する回析格子の小型化を可能とする波長可変光源を提供することを目的とする。

上記目的を達成するために、本発明は、利得媒質を励起させて共振器内で発振する光の波長を掃引することが可能な波長掃引光源であって、集光効果を有し、かつ前記光を偏向させる電気光学スキャナと、前記電気光学スキャナによって集光された光を平行光とする凸レンズと、前記凸レンズからの平行光の波長を選択する回折格子とを含み、前記凸レンズは、前記平行光が前記回折格子に対して同じ位置に入射するように、前記共振器内に予め設定され、前記回折格子は、前記凸レンズから、当該凸レンズの焦点距離の２倍の距離となる位置に配置される。

ここで、分光方向における前記回折格子の幅寸法は、前記凸レンズが設定されないときの幅寸法よりも小さくなるように形成するようにしてもよい。

前記利得媒質と前記電気光学スキャナとの間の前記共振器内の光路上には、凹レンズをさらに含むようにしてもよい。

前記電気光学スキャナは、KTa_1-xNb_xO₃（0≦x≦1）、K_1-yLi_yTa_1-xNb_xO₃（0≦x≦1、0≦y≦1）、および、（Ｐｂ，Ｌａ）（Ｚｒ，Ｔｉ）Ｏ_３のいずれかであるようにしてもよい。

本発明によると、波長選択性を有する回析格子の小型化を可能とする波長可変光源を提供することができる。

ポリゴンミラーを用いた従来の外部共振器型および波長走査型のレーザ光源の構成を示す図である。従来のレーザ光源の回折格子に入射する光の様子を説明するための図である。一般的なリットマン配置の波長掃引型レーザ光源の構成を示す図である。波長掃引型レーザ光源の回折格子に入射する光の様子を説明するための図である。電気光学スキャナおよびシリンドリカル凹レンズを備えた従来の波長掃引光源の構成を示す図である。第１実施形態の波長掃引光源の構成例を示す図である。第１実施形態の波長掃引光源において、回折格子に入射する光の様子を説明するための図である。第２実施形態の波長掃引光源の構成例を示す図である。

＜第１実施形態＞
以下、本発明の波長掃引光源の第１実施形態について説明する。

図６は、本実施形態の波長掃引光源６００の構成例を示す図である。
この波長掃引光源６００は、利得媒質６０１を励起させて共振器内で発振する光の波長を掃引する。図６に示すように、波長掃引光源６００は、集光効果を有し、かつ光を偏向させる光ビームスキャナ（電気光学スキャナ）６０６と、光ビームスキャナ６０６によって集光された光を平行光とするシリンドリカル凸レンズ（以下、単に「凸レンズ」という。）６１１と、凸レンズ６１１からの平行光の波長を選択する回析格子６０４とを備える。

図１において、利得媒質６０１は、第１の集光レンズ６０３および第２の集光レンズ６０２の間に配置される。利得媒質６０１は、第２の集光レンズ６０２を経て、光ビームスキャナ６０６、凸レンズ６１１、回折格子６０４、および、端面鏡６０８によって構成される波長フィルタに結合されるようになっている。

第１の集光レンズ６０３は、出力結合鏡６０５に相対して配置され、これにより、この実施形態の波長掃引光源６００では、出力結合鏡６０５と端面鏡６０８とを両端とする光共振器が構成される。出力結合鏡６０５からは、この光共振器によるレーザ作用による出力光ｄ６が出射される。

回折格子６０４で回折された光のうち、端面鏡６０８によって光共振器内に帰還される波長が発振される。本実施形態では、光ビームスキャナ６０６の光ビームスキャン動作によって、回折格子６０４への入射角が変化するようになっている。この入射角の変化に伴い、光共振器内に帰還される波長も変化するので、連続的な波長掃引が行われる。

光ビームスキャナ６０６は、電気光学スキャナであるので、可動部を介在することなく、波長を変化させる。すなわち、光ビームスキャナ６０６では、駆動電源６０９からの印加電圧を変えることにより、高速に波長を変化させることができる。

本実施形態の凸レンズ６１１は、凸レンズ６１１を通過する平行光が回析格子６０４に対して同じ位置に入射するように、光ビームスキャナ６０６と回析格子６０４との間の共振器内に予め設定される。この場合、凸レンズ６１１の焦点距離は、光ビームスキャナ６０６が有するレンズ効果による焦点距離と等しくなるようになっている。なお、レンズ効果を有する光ビームスキャナ６０６として、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)、リチウムをドープした（Ｋ_１−ｙＬｉ_ｙＴａ_１−ｘＮｂ_ｘＯ_３（０＜ｘ＜１、０＜ｙ＜１））などがある。

光ビームスキャナ６０６は、例えば特許文献１に開示されている電気光学結晶を用いる。この電気光学効果結晶内には、電圧印加による電界の大きさに応じて電荷が注入される。その結果として、結晶内には、その注入電荷によって形成される空間電荷分布、または、注入電荷がさらに電気光学結晶中に捕捉されることにより生成されるトラップ電荷分布が生じる。
そして、これら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が屈曲する。このとき、結晶の中央付近では、屈折率が大きい非線形な屈折率分布が生じることになるので、光ビームスキャナ６０６を透過した光は偏向すると同時に集光し、焦点以降は発散する。

ここで、凸レンズ６１１は、光ビームスキャナ６０６が有するレンズ効果による焦点距離f1と等しい焦点距離f2を有し、焦点位置からf2(=f1)の位置に配置される。

この場合、一般に知られているレンズの焦点距離の定義からすると、凸レンズ６１１の透過光は、平行光となる。このとき、凸レンズ６１１は、光ビームスキャナ６０６のレンズとしての主点からおおよそ2f2(=2f1)の位置に配置されることになる。また、光ビームスキャナ６０６の偏向原点、および、レンズとしての主点は、ほぼ一致することになるので、光ビームスキャナ６０６で偏向されて凸レンズ６１１を透過した光線は、凸レンズ６１１を挟んで光ビームスキャナ６０６と反対側、おおよそ2f2(=2f1)の位置を通過することになる。この際の偏向角度は、偏向しない際の光軸に対して線対称となり、その大きさは変わらない。

凸レンズ６１１の透過光はすべて、回析格子６０４上の同じ位置に入射して回折される。回折格子６０４への入射光は、光ビームスキャナ６０６での偏向に伴って入射角度自体は変化することになるが、回折格子６０４上の同じ位置に入射する。これは、回折格子６０４上で光が空間的に移動することはないことを意味する。これにより、回折格子６０４の幅寸法は、凸レンズ６１１からの入射光が有するビーム径と同じ大きさになる程度まで、小さくすることができる。この場合、回折格子６０４からの光を反射する端面鏡６０８も、回折格子６０４からの光が有するビーム径と同じ大きさになる程度まで、幅寸法を小さくすることができる。これにより、波長掃引光源６００の小型化も実現できる。

なお、図６では、光ビームスキャナ６０６の外部に焦点がある場合について示してあるが、これに限られず、例えば、焦点が光ビームスキャナ６０６の内部となるようにしてもよい。

仮に、光ビームスキャナ６０６のレンズとしての主点と偏向原点とが完全に一致しない場合であっても、前述した凹レンズを用いた従来の構成よりも十分に小さい回析格子６０４の幅寸法となるため、本実施形態の波長掃引光源６００を適用することが可能になっている。

次に、波長掃引光源６００の実施例について、図６および図７を参照して説明する。図７は、波長掃引光源６００の回折格子６０４に入射する光の様子を説明するための図である。

［実施例］
図６に示した波長掃引光源６００は、1.3μｍ帯の波長可変光源となるように構築した。利得媒質６０１として、例えば半導体光増幅チップを用い、集光レンズ６０３として、例えば非球面レンズを用いた。そして、光ビームスキャナ６０６の偏向器として、電極間隔が例えば1.2ｍｍのＫＴＮ光ビームスキャナを用いた。

この実施例では、ビーム直径は1.0ｍｍとし、この光線が電界に平行な直線偏光で入射する。光ビームスキャナ６０６の結晶長は４ｍｍとした。光ビームスキャナ６０６の入出射端面は、反射膜と反射防止膜の両方を有しており、折り返し光路により入射光が偏向される距離は、12mmとなる。

光ビームスキャナ６０６からの出射光は、平行光生成用の凸レンズ６１１を透過後、刻線数６００ｍｍ-1、ブレーズ波長１．６μｍの回折格子６０４に入射される。光ビームスキャナ６０６が駆動せずに、回折格子６０４への入射光がKTN結晶への入射角と平行に出射される際の回折格子６０４への入射角θは、53.1°に設定した。回折格子６０４によって回折した光のうち、端面鏡６０８によってレーザ共振器内に帰還される波長が発振される。

光ビームスキャナ６０６には、一軸性の凸レンズの機能を持たせるために、正のDC電圧と負のDC電圧を、一定時間印加する。この印加電圧の振幅は、正電圧および負電圧ともに、同じ４００Ｖとした。ＤＣ電圧を印加することにより、光ビームスキャナ６０６の結晶中に電子が注入される。光ビームスキャナ６０６のＫＴＮ結晶中には電子トラップが存在するため、ＤＣ電圧の印加後も結晶中にトラップに捕獲された電子が存在する。トラップされた電子の分布による非一様な電界分布が、結晶の中央付近で屈折率が高い非線形な屈折率分布を誘起し、凸レンズ効果を発生させる。上述の正負４００ＶのDC電圧印加によるレンズの焦点距離は8.64mm、結晶出射端から焦点までの距離は5.75mmであった。

集光された光は、焦点以降で発散することになるが、焦点距離8.64mmの凸レンズ６１１によって平行光となり、この平行光が回折格子６０４に入射する。

DC電圧の印加後、光ビームスキャナ駆動用のAC電圧を印加していないときには、上記実施例の波長掃引光源６００の構成によって、中心波長1320ｎｍで光が発振した。

光ビームスキャナ６０６に対し、振幅±400Ｖ、周波数200kHzの正弦波状のAC電圧を印加した場合、±５０ｍｒａｄ(=±2.86°)の範囲の偏向が生じた。偏向原点の位置はKTN結晶出射端より、KTN結晶内部方向1.67mmの位置であった。この偏向に伴って、凸レンズ６１１および回折格子６０４への入射角は、図７（ａ）で示した入射角から、図７（ｂ）で示した入射角となった。

図７（ａ）はAC電圧の印加中において、振幅＋400VのDC電圧印加時の回折格子６０４へ入射する光の様子を示してある。この場合、図７（ａ）に示すように、掃引帯域の中で、最長波長が帰還可能な方向に光が回折される。図７（ａ）に示すｄ７は、掃引帯域の中で最長波長時の回折格子からの回折光を示してある。
一方、図７（ｂ）はAC電圧印加中において、振幅−400VのDC電圧印加時の回折格子６０４へ入射する光の様子を示してある。この場合、図７（ｂ）に示すように、掃引帯域の中で、最短波長が帰還可能な方向に光が回折される。図７（ｂ）に示すｄ７は、掃引帯域の中で最短波長時の回折格子からの回折光を示してある。

凸レンズ６１１の透過光は、偏向された光線の焦点を結び、かつその焦点から8.64mmの位置を透過した。

一般に、電圧値に応じた光線の位置は、下記式（３）によって近似的に表されることが知られている。

なお、式（３）において、ｆ：凸レンズ６１１の焦点距離、a：偏向原点から凸レンズ６１１までの距離、b：凸レンズ６１１から光線がある一点を透過する位置までの距離、を示す。

上記式（３）から、本実施例の波長掃引光源６００では、f＝8.64mm、a＝16.06mm（＝1.67+5.75＋8.64）となるので、b=18.7mmとなる。

したがって、結晶外の焦点から8.64mmの位置に凸レンズ６１１を配置した場合、凸レンズ６１１から16.06mmの位置で、すべての電圧値に応じた偏向後の光線が一点で交わることになる。

この観点から、図１に示した波長掃引光源６００では、電圧値に応じた偏向後の光線が一点で交わるように、回折格子６０４を配置した。これによって、回折格子６０４への入射光は、光ビームスキャナ６０６のスキャンに応じて入射角のみが変化することになるが、回折格子６０４上を空間的に移動することにはならない。これにより、回折格子６０４の素子面積は、使用するビーム径の入射角を考慮した断面積を有するようにすればよい。また、端面鏡６０８の素子面積も回折格子６０４と同様に小さくすることができる。

回折格子６０４上でビーム断面積が最も大きくなるのは、入射角が最も大きい場合である。図7（ａ）の構成例では、この場合の入射角は、53.1°＋2.86°となる。したがって、必要な回折格子６０４の幅は、1.79mmとなる。

ここで、表1に、凸レンズ６１１を用いた本実施例の場合と、一般に知られている平行光生成法であるシリンドリカル凹レンズを用いた従来方式の場合との計算結果を示す。

表１では、各々刻線数６００ｍｍ-1の回折格子を用いて、100nmの波長掃引を行う場合の値を例示している。本実施形態の回折格子６０４は、本実施例で示した位置に配置している。従来方式では、回折格子はシリンドリカル凹レンズから10mmの位置に配置している。

表１によると、従来方式では、凹レンズによって平行光を生成しているが、同時にスキャン角度も拡大されている。このために、回折格子への初期入射角度が大きくなる。

また、従来方式の場合は、回折格子上を空間的に移動する分、必要な回折格子幅が大きくなってしまう。一方、本実施形態の場合は、ビーム断面の回折格子への射影の最大値で決まるので必要な回折格子幅は、1.79mmと大幅に小さくすることができる。

回折光を反射する端面鏡についても、上述した回析格子と同様に、本実施例の波長掃引光源のように構成すれば、必要な幅を大きく低減することができる。

以上説明したように、凸レンズ６１１によって、平行光線を生成し、かつ、それらの平行光線が一点を透過するようになるので、回折格子６０４の素子サイズを小さくすることができる。さらに、端面鏡６０８の素子サイズも小さくすることができる。

すなわち、波長掃引光源６００は、共振器内に凸レンズ６１１を配置することにより、共振器内での光ビームの平行光化と、偏向動作時の光ビームが一点を通過することを同時に実現できる。凸レンズ６１１を一つ設けることにより、回折格子６０４の素子面積を光ビームの断面積と同じ程度になるまで減少させることができる。また、回折格子６０４上での光ビームの空間的移動がなくなるので、端面鏡６０８についても素子面積を減少させることが可能である。回折格子６０４および端面鏡６０８の素子面積を小さくすることで、部品コストを大幅に低減することができる。さらに、回折格子６０４および端面鏡６０８の小型化に伴い、回折格子６０４の面内均一性という問題を解決することができる。したがって、広い波長帯域で安定したレーザ発振を行うことが可能となる。

＜第２実施形態＞
第２実施形態の波長掃引光源８００は、第１実施形態のものと異なり、第２の集光レンズ８０２と光ビームスキャナ８０６との間にシリンドリカル凹レンズ８１２を設けることによって、光ビームスキャナ８０６のスキャン効率を向上させるようにしたものである。
以下では、本実施形態の波長掃引光源８００の構成について、第１実施形態のものとの差異を中心に説明する。

図８は、本実施形態の波長掃引光源８００の構成例を示す図である。
図６に示したものと同様に、波長掃引光源８００は、利得媒質８０１と、２つの集光レンズ８０２、８０３と、回析格子８０４と、出力結合鏡８０５と、光ビームスキャナ８０６と、端面鏡８０８と、駆動用電源８０９とを備える。図６に示したものと異なり、本実施形態では、シリンドリカル凹レンズ（以下、単に「凹レンズ」という。）８１２を備える。この凹レンズ８１２は、光ビームスキャナ８０６が有する凸レンズの集光方向と平行にレンズ効果を有するように配置する。
集光レンズ８０２によって平行光となった光は、この凹レンズ８１２によって、光ビームスキャナ８０６へ拡散しながら入射する。入射後は、光ビームスキャナ８０６のレンズ効果によって、集光されて出射する。
光ビームスキャナ８０６に拡散光が入射されるので、平行光が入射される場合に比べて、KTN結晶断面を大きく利用できる。光がより大きな屈折率変化の断面を透過するので、偏向効率が増大する。集光光として光ビームスキャナ８０６から出射されるには、光ビームスキャナ８０６が有する集光レンズとしてのレンズ効果が、凹レンズ８１２が有する拡散レンズとしてのレンズ効果より大きい必要がある。

第１実施形態の実施例のものと同様に、光ビームスキャナ８０６のレンズの焦点距離は8.64mm、結晶出射端から焦点までの距離は5.75mmであった。この場合の凹レンズ８１２は焦点距離-20mmのものを用いた。光ビームスキャナ８０６から出射された光は、回折格子８０４との間で焦点を結ぶので、第１実施形態の実施例のものと同様に、凸レンズ８１１を用いて平行光とされる。そして、偏向動作中に回折格子８０４の使用面積が最小となる位置に回折格子８０４を配置した。

このように凹レンズ８１２を配置することによって、スキャン効率を向上する。また、凸レンズ８１１によって、平行光線が一点を透過するようになるので、回折格子８０４および端面鏡８０８の素子サイズを大幅に低減することができる。

１００、３００、５００、６００、８００光共振器
１０１、３０１、５０１、６０１、８０１利得媒質
１０２、１０３、３０２、３０３、５０２、５０３、６０２、６０３、８０２、８０３集光レンズ
１０４、２０４、３０４、４０４、５０４、６０４、７０４、８０４回折格子
１０５、３０５、５０５、６０５、８０５出力結合鏡
１０６、２０６ポリゴンミラー
３０６、５０６、６０６、８０６光ビームスキャナ
３０８、４０８、５０８、６０８、８０８端面鏡
３０９、５０９、６０９、８０９駆動用電源
５１１、８１２シリンドリカル凹レンズ
６１１シリンドリカル凸レンズ
ｄ１、ｄ３、ｄ５、ｄ６、ｄ８出射光

Claims

利得媒質を励起させて共振器内で発振する光の波長を掃引することが可能な波長掃引光源であって、
集光効果を有し、かつ前記光を偏向させる電気光学スキャナと、
前記電気光学スキャナによって集光された光を平行光とする凸レンズと、
前記凸レンズからの平行光の波長を選択する回折格子と
を含み、
前記凸レンズは、前記平行光が前記回折格子に対して同じ位置に入射するように、前記共振器内に予め設定され、
前記回折格子は、前記凸レンズから、当該凸レンズの焦点距離の２倍の距離となる位置に配置される
ことを特徴とする波長掃引光源。
分光方向における前記回折格子の幅寸法は、前記凸レンズが設定されないときの幅寸法よりも小さくなるように形成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。
前記利得媒質と前記電気光学スキャナとの間の前記共振器内の光路上には、凹レンズをさらに含む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。
前記電気光学スキャナは、KTa_1-xNb_xO₃（0≦x≦1）、K_1-yLi_yTa_1-xNb_xO₃（0≦x≦1、0≦y≦1）、および、（Ｐｂ，Ｌａ）（Ｚｒ，Ｔｉ）Ｏ₃のいずれかであることを特徴とする請求項１ないし３のいずれか１項に記載の波長掃引光源。