JP6550683B2 - 波長掃引光源 - Google Patents

Description

本発明は波長掃引光源に関し、詳細には、広い波長範囲にわたって波長を電気信号により迅速に制御するレーザ光源に関する。

高速な波長掃引光源として、現在までに、共振器内に回折格子による波長フィルタを備え、回折格子への入射角を電気光学偏向器により変化させる構成が広く用いられている。

ここで用いられる電気光学偏向器としては、例えば電気光学結晶が挙げられる。電気光学結晶に電圧を印加すると、電気光学効果により電気光学結晶の屈折率が変化することを利用して偏向している。かかる電気光学偏向器は、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）、或いは、ＰＬＺＴを用いた報告がある。然るに、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ず、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った（非特許文献１）。

上述の如き電気光学結晶では、電気光学定数が小さく、実用的な偏向角度を得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。かかる高電圧を高速に変調するために、駆動回路に大きな負荷がかかり、装置の大型化・高コストが避けられない。加えて、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の懸念も避け難い。

最近、特定の電気光学結晶において、電圧印加による電界に伴い結晶に電荷が注入され、その注入電荷の形成する空間電荷分布、または電荷がさらに電気光学結晶中に捕捉されたトラップ電荷分布が生じ、それによる非一様な電界分布が屈折率の勾配を惹起し、勾配に直交する光線の進路を屈曲させる現象（偏向現象）が見いだされた。この偏向現象が生ずるには、屈折率変化が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。更に、かかる２次の電気光学効果を示す結晶が、大きい誘電率、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なう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-xＮｂ_xＯ₃（０＜ｘ＜１）、Ｋ_l-yＬｉ_yＴａ_l-xＮｂ_xＯ₃（０＜ｘ＜１、０＜ｙ＜１）：以下ＫＴＮと称す）が知られている。

かかる結晶においては、結晶内の全箇所が光線の偏向作用を担うのであり、光線の伝搬経路上の各所での作用が累積された偏向を伴って結晶から出射することとなる。即ち、得られる偏向量は結晶内の伝搬長に比例するのであり、この点において、従来例に用いられたプリズム型の光偏向器とその性質を全く異にしている。その結果、高速であって、なおかつ、偏向角範囲が大きく取れるという特長が発現する。かかる電気光学偏向器は、例えば、特許文献１、非特許文献２に記載されている。

この新しい動作原理の下で、広角であって低電圧動作の偏向現象が実現する。ＫＴＮにおいては、２次の電気光学効果であるＫｅｒｒ効果を利用し、単純な矩形の結晶とその上下面に作成した平行平坂電極によって、偏向器を構成することができる。この場合の偏向方向は、ＫＴＮ結晶に印加する電界に平行となる。非特許文献２によれば、僅か±５００Ｖ／ｍｍの印加電圧と５．０ｍｍの相互作用長に対して、±１２７ｍｒａｄもの偏向角が得られている。

図１は、従来の波長掃引光源の構成例を示す図である。図１（ａ）に示した従来例の利得媒質としては、半導体光増幅器が用いられている。本例において、利得媒質６０１は、集光レンズ６０２を経て、電気光学偏向器６０３、更に、後続する回折格子６０７および直入射する端面鏡６０８からなる波長フィルタに結合されている。利得媒質６０１の他端には、出力結合鏡６１０が蒸着されており、かくして出力結合鏡６１０と端面鏡６０８を両端とする光共振器が構成され、かかる光共振器によるレーザ作用による出力光が、結合レンズ６１１を介して出力光ファイバ６１２に結合した形で得られる。

電気光学偏向器６０３には、制御電圧源６０４からの電圧が印加され、印加電圧により紙面内上下方向に電界が発生する。この電界の方向に光が偏向される結果、後続する回折格子６０７への入射角が、制御電圧源６０４からの印加電圧に依存して変化する。かくして、上記波長フィルタの選択する波長が、印加電圧に応じて変化し、可動部の介在なしに、高速な波長変化が可能な波長掃引光源が実現されている。

電気光学偏向器６０３にＫＴＮ結晶を用いる場合、その電気光学効果の性質により、偏向現象が正（凸）のレンズ効果を伴って発現する。かかる凸レンズ効果は、回折格子６０７に入射する光束を収束させ、上記波長フィルタの濾波能を損なう。それ故、電気光学偏向器６０３に負（凹）のレンズを付加して、レンズ効果を補償することが望ましい。この際、ＫＴＮ結晶の両側に補償レンズを配置することにより、電気光学偏向器と補償レンズの合成系の通過前後での光束の径を不変に保ち、波長フィルタの濾波能を良好に保つ技術が、特許文献２に開示されている。

図１（ｂ）には、補償レンズを用いた従来例を示した。本例でも、利得媒質としては半導体光増幅器が用いられている。本例において、利得媒質６０１は、集光レンズ６０２を経て、２枚の補償レンズ６０５、６０６により挟まれた電気光学偏向器６０３、更に、後続する回折格子６０７および直入射する端面鏡６０８からなる波長フィルタに結合されている。利得媒質６０１の他端には、出力結合鏡６１０が蒸着されており、かくして出力結合鏡６１０と端面鏡６０８を両端とする光共振器が構成され、かかる光共振器によるレーザ作用による出力光が、結合レンズ６１１を介して出力光ファイバ６１２に結合した形で得られる。

電気光学偏向器６０３には、制御電圧源６０４からの電圧が印加されると、紙面内上下方向に電界が発生する。この電界の方向に光が偏向される結果、後続する回折格子６０７への入射角が、制御電圧源６０４からの印加電圧に依存して変化する。その結果、波長フィルタの選択する波長が、印加電圧に応じて変化する。この際、挟置された２枚の補償レンズ６０５、６０６により、回折格子６０７への入射光束の径の縮小、ひいては波長フィルタの濾波能の低下が防止される。フィルタの濾波能が高ければ、光源出力の瞬時瞬時の波長純度が高くなり、可干渉距離（コヒーレンス長）が伸長する。かくして、可動部の介在なしに、高速かつ高コヒーレンスな波長変化が可能な波長掃引光源が実現されているのである。

国際公開ＷＯ ２００６／１３７４０８号 特開２０１４−１２６５９９号公報

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 Ｓｈｏｇｏ Ｙａｇｉ， 他８名， "Ａ Ｍｅｃｈａｎｉｃａｌ−ｆｒｅｅ １５０−ｋＨｚ Ｒｅｐｅｔｉｔｉｏｎ Ｓｗｅｐｔ Ｌｉｇｈｔ Ｓｏｕｒｃｅ Ｉｎｃｏｒｐｏｒａｔｅｄ ａ ＫＴＮ Ｅｌｅｃｔｒｏ−ｏｐｔｉｃ Ｄｅｆｌｅｃｔｏｒ，" Ｐｒｏｃ． ｏｆ ＳＰＩＥ， Ｖｏｌ． ７８８９ ７８８９１Ｊ（２０１１） Ｊ． Ｄｕｒｎｉｎ， Ｊ． Ｊ． Ｍｉｃｅｌｉ， Ｊｒ． ａｎｄ Ｊ． Ｈ． Ｅｂｅｒｌｙ， "Ｄｉｆｆｒａｃｔｉｏｎ−Ｆｒｅｅ Ｂｅａｍｓ，" Ｐｈｙｓｉｃａｌ Ｒｅｖｉｅｗ Ｌｅｔｔｅｒｓ， Ｖｏｌ． ５８， ｐｐ． １４９９−１５０１ （１９８７） Ｒ． Ｍ． Ｈｅｒｍａｎ ａｎｄ Ｔ． Ａ． Ｗｉｇｇｉｎｓ "Ｐｒｏｄｕｃｔｉｏｎ ａｎｄ ｕｓｅｓ ｏｆ ｄｉｆｆｒａｃｔｉｏｎｌｅｓｓ ｂｅａｍｓ，" Ｊｏｕｒｎａｌ ｏｆ Ｏｐｔｉｃａｌ Ｓｏｃｉｅｔｙ ｏｆ Ａｍｅｒｉｃａ， Ｖｏｌ． Ａ ８， ｐｐ． ９３２−９４２ （１９９１）

しかしながら、上述した波長掃引光源には、以下のような問題がある。ＫＴＮ波長掃引光源の適用例として、光干渉断層法（ｏｐｔｉｃａｌ Ｃｏｈｅｒｅｎｃｅ Ｔｏｍｏｇｒａｐｈｙ：以下、ＯＣＴ）、とりわけ、近年注目されているＳＳ−ＯＣＴが挙げられる。ＳＳ−ＯＣＴは、近赤外線を使用し、生体組織表面の数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方法である。かかる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）との２条件の両立が求められる。かかる要求は、波長掃引光源を測距に適用する場合も同様である。

ＫＴＮ波長掃引光源は、リットマン型共振器、またはリトロウ型共振器に基づいて構成されている。これらの共振器の差異は、共振器内の波長フィルタが、それぞれ、回折格子と端面鏡から構成されるか、または回折格子のみから構成されるかに存する。

リットマン型では、回折格子からの出射角φは不変であり、回折格子への入射角θのみがＫＴＮ光偏向器による偏向角δに伴って、θ＋δに変化する。この波長フィルタによる選択波長λは、回折格子のピッチをΛ、回折次数をｍとすると、ブラッグ条件より（式１）で表される。

偏向角δ当たりの波長変化は、（式１）の微分から導かれる（式２）により表される。

他方、入射光束の直径２ｗに対する往復分の濾波能を、選択波長λ周りの全半値幅δλ_fで表すと、下記（式３）が得られることが非特許文献３に記載されている。

一方、リトロウ型では、選択波長λは、回折格子のピッチをΛ、回折次数をｍとするとブラッグ条件より（式１’）で表される。

また、偏向角δ当たりの波長変化は、（式１’）を微分して（式２’）により表される。

さらに、入射光束の直径２ｗに対する濾波能として、以下の（式３’）が得られる。

ＫＴＮ偏向器の全偏向角範囲をΔδと書くと、全波長掃引幅Δλは近似的に、Δδに（式２）および（式２’）のδλ／Δδを乗じて得られる。ここで、Δλとδλの比を作ると、リットマン型、リトロウ型に応じて、それぞれ（式４）、（式４’）に帰着する。

他方、コヒーレンス長ｌｃは、光源出力のスペクトル幅をδλと書くと、以下の（式５）で表される。

ここで、Δλとｌｃの積を作ると、リットマン型、リトロウ型に応じて、それぞれ（式６）、（式６’）が得られる。

波長掃引範囲Δλとコヒーレンス長ｌｃの積は、両立すべき上記の２条件（波長掃引範囲が広いことと、コヒーレンス長が長いこと）に現れる量の積である故、波長掃引光源の性能を端的に表す指標である。リットマン型、リトロウ型の間の差異は、そこでは、僅かに先頭の乗算定数に限定されるだけである。

右辺に現れる波長幅の比、δλ_f／δλは、共振器内の波長フィルタの実効作用回数に依る量である。波長フィルタが一度しか作用しない最悪の場合、この比は１となる。掃引繰返しが共振器周回時間に比して遅くなり、波長フィルタが多数回作用できるようになると、波長幅の比（δλ_f／δλ）は次第に大きくなって行く。

右辺でより根源的な部分は、ｗΔδである。この量は、光偏向器の解像点数に比例している。一般に、入射光束の有限の直径２ｗには、必ず有限の回折による広がり角λ／（πｗ）が伴われる。かかる本質的な光束広がりが、光偏向器の全偏向角範囲に幾つ含まれるかが光偏向器の解像点数であり、（π／λ）ｗΔδと算出できるのである。

このように、コヒーレンス長と波長掃引範囲の積ｌｃΔλは、光偏向器の解像点数と共振器周回時間に対する掃引周波数によって規定されているといえる。共振器長と掃引周波数が固定された場合、波長掃引範囲Δλを保持しつつコヒーレンス長ｌｃを改善するためには、光偏向器の解像点数を増さざるを得ないが、それには入射光束の直径を増す必要がある。ところが、入射光束の直径は、原理的にＫＴＮ結晶の厚み（電極間間隔）ｄを超えることは出来ず、実際には、偏向光の結晶内での変移の余裕を残して、ｄ／２程度迄しか拡大できない。コヒーレンス長ｌｃをさらに改善しようとすると、いきおい、ＫＴＮ結晶の厚みを増さざるを得ないが、これには印加電圧の増大が不可避で、結局、上述した従来の電気光学結晶における問題の再演に終わらざるを得ない。

従来の可動部を持たない波長掃引光源のコヒーレンス長に関する上記問題は、電気光学偏向器の出力光束の径が、回折格子への入射光束の径に等しい点に存する。これを回避すべく、仮に、電気光学偏向器の出力光束を、ビーム径変換器を介し拡大して回折格子に入射したとしても、変換器において線倍率×横倍率は常に１に等しいので、光束が拡大された分だけ、回折格子への入射角変化は減少する。すなわち、コヒーレンス長が改善する分、波長掃引範囲が狭窄化されるので、波長掃引範囲Δλとコヒーレンス長ｌｃの積は不変に留まって、問題の解決には決してならない。

本発明者らは、波長掃引範囲Δλとコヒーレンス長ｌｃの積は不変であることによる上記制約は、従来の回折的な性質を有するガウシアン光学に依拠する限り、決して逃れられないが、光偏向器を通過する光線が、非回折的な性質を有するベッセル光線（非特許文献４参照）であれば、上記制約に縛られないことを見出し、本発明に至った。

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、例えばＫＴＮ結晶で構成される光偏向器の厚みを増さずに、回折格子への入射光束の直径を等価的に増した波長掃引光源を供給することにより、波長純度の高いレーザ光を広い波長範囲にわたって高速に波長制御できる波長掃引光源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、利得媒質と回折格子を有する波長フィルタとで形成される共振器と、前記利得媒質から出射され前記波長フィルタに入射される光を偏向する光偏向器であって、電気光学結晶と該電気光学結晶の対向する面に形成された２つの電極とを有し、該電気光学結晶内に形成される電界に平行な方向に光を偏向することにより波長選択を行なう光偏向器と、を備えた波長掃引光源であって、前記利得媒質と前記光偏向器との間に、頂点が前記光偏向器に向くように配置された円錐レンズをさらに備えることを特徴とする波長掃引光源である。

従来の波長掃引光源の構成を示す図である。 第１の実施形態の波長掃引光源の構成例を示す図である。 波長掃引光源の円錐レンズによるビーム成形を示す図である。 回折格子位置を示す図である。 端面鏡位置を示す図である。 リトロウ型の波長フィルタを用いた第１の実施形態の波長掃引光源の例を示す図である。 実施例１において測定されたフィルタ関数を示す図である。 第２の実施形態の波長掃引光源の構成例を示す図である。 波長掃引光源の円錐レンズによるビーム成形を示す図である。 図９に示す光線の伝搬長に依存するコア径と変換効率を示す図である。 回折格子位置を示す図である。 リトロウ型の波長フィルタを用いた第２の実施形態の波長掃引光源の例を示す図である。 実施例２において測定されたフィルタ関数を示す図である。

以下、本発明の実施の形態について、詳細に説明する。
（第１の実施形態）
本発明の波長掃引光源は、利得媒質と波長フィルタとで形成される共振器と、前記利得媒質から出射され前記波長フィルタに入射される光を偏向することにより波長選択を行なう光偏向器と、前記利得媒質と前記光偏向器との間に、頂点が前記光偏向器に向くように配置された円錐レンズをさらに備えて構成される。

上記構成の波長掃引光源では、光偏向器を通過する光線がベッセル光線と呼ばれる非回折的性質を示す光線に変換される。具体的には、利得媒質から出射された光が、その頂点が光偏向器の側を向くように配置された円錐レンズを通過すると、光軸に垂直な面と角βをなす母線を持つ円錐状の波面が形成される。光軸に垂直な面と角βをなす母線を持つ円錐状の波面が形成されると、それらの干渉によって、横断面が０次のベッセル関数で表される光電界が現出する。この光電界は、光軸周りにコアと呼ばれるエネルギーの集中部があり、かかるエネルギー集中部の半径は、０次のベッセル関数の最初のゼロ点の値Ｊ_0、1（＝２．４０４８…）を用いて、ｒ_core＝Ｊ_0、1／（ｋｓｉｎβ）と表される。ここで、ｋ＝２π／λは波数である。因みに、円錐レンズを用いてベッセル光線を効率よく生成する方法については、非特許文献５に掲載されている。

上記波長掃引光源の構成は、光偏向器を通過する光線が、非回折的であれば、回折格子への入射光束の等価径が、光偏向器を通過する光線のコアの径ｒ_coreとは、無関係となる性質に着目したものである。回折格子への入射光束の径が決めているのは、入射光束中の波数の分布に他ならない。通常の回折光では、径が小さい程、波数分布が広くなり、その結果、回折格子による濾波能が低下する。ところが非回折的光では、コアの径ｒ_coreは含まれる（動径方向の）波数の中心値にのみ関わり、その周りの波数分布には関与しない。非回折的性質を示すベッセル光線では、波数分布は究極的には元々のベッセル光線を生成する際に円錐レンズを照射した光の径で決まる。上記構成により、非回折的なベッセル光線を共振器内で生成し、光軸周りのコア部分が光偏向器を透過するように構成すれば、光偏向器によるケラレに起因する損失を抑え、かつ光偏向器後段の回折格子への入射光束の波数分布とコア部分の径との連関を断つことができるので、回折格子への入射光束の直径を等価的に増して、波長掃引光源のコヒーレンス長を改善できる。ここで光偏向器によるケラレとは、光線の一部が光偏向器を通過できずに失われてしまうことをいう。

非回折的性質を示すベッセル光線では、光軸周りにコアと呼ばれるエネルギーの集中部があるため、回折格子への入射光束の等価径は、コアの径ｒ_coreに含まれる（動径方向の）波数の中心値にのみ関わり、その周りの波数分布には関与しない。すなわち回折格子への入射光束の等価径は、光偏向器を通過する光線のコアの径ではなく、元々のベッセル光線を生成する際、円錐レンズを照射した光の径で決まるので、回折格子への入射光束の等価径を増大しても光偏向器を通過する光線のコアの径は増大する必要がなく、光偏向器の大型化を回避することができる。

本発明の波長掃引光源では、円錐レンズによるビーム成形に伴う損失に抗するために、利得媒質として、大利得の得られる半導体光増幅器を用い、半導体光増幅器から円錐レンズへの出力光を集光レンズによって平行光束に変換することが望ましい。

本発明の波長掃引光源では、集光レンズを伴う利得媒質と円錐レンズの間の平行光束の半径ｗが光偏向器を通過する光束の直径よりも大きいことが望ましい。平行光束の半径ｗが回折格子への入射光束の直径に概ね相当するからである。

円錐レンズによるビーム成形は、平行光束の半径をｗ、円錐レンズから電気光学偏向器に向かう光線の動径方向の傾きをβとしたときに、

の距離ｚ_maxで有効なので、共振器はその半分（ｚ_max／２）の地点で折り返すのがよい。即ち、リトロウ型の共振器では回折格子が、リットマン型の共振器の場合は端面鏡が、それぞれ円錐レンズの頂点から

だけ離れて配置されることが好ましい。

以下では、図２から図５を参照しつつ、本実施形態の波長掃引光源の構成と動作について詳述する。図２は、本実施形態の波長掃引光源の全体の基本構成を示している。本実施形態の波長掃引光源は、リトロウ型とリットマン型のいずれの形態であってもよいが、便宜的に図２に示すリットマン型に基づいてその基本構成を説明する。波長掃引光源は、図２に示すように、利得媒質１０１と、集光レンズ１０２と、円錐レンズ１０９と、電気光学偏向器１０３と、回折格子１０７および直入射する端面鏡１０８からなる波長フィルタとを備えて構成される。利得媒質１０１としては、半導体光増幅器が用いられている。利得媒質１０１の一端から出射された光が、集光レンズ１０２および円錐レンズ１０９を経て、電気光学偏向器１０３に入射し、更に、回折格子１０７および入射された光を反射する端面鏡１０８を含む波長フィルタに結合するようにそれぞれ配置されている。円錐レンズ１０９は、その頂点が電気光学偏向器１０３を向くように設置される。

また、利得媒質１０１の他端には、出力結合鏡１１０が蒸着されており、かくして出力結合鏡１１０と端面鏡１０８を両端とする光共振器が構成され、かかる光共振器のレーザ作用による出力光が、結合レンズ１１１を介して出力光ファイバ１１２に結合されて得られる。

電気光学偏向器１０３には、制御電圧源１０４からの電圧が印加されると、紙面内上下方向に電界が発生し，電界の方向に光が偏向される結果、後続する回折格子１０７への入射角が、制御電圧源１０４からの印加電圧に依存して変化する。かくして、回折格子１０７および端面鏡１０８を含む波長フィルタにおいて選択する波長が、電気光学偏向器１０３への印加電圧に応じて変化し、可動部の介在なしに、高速な波長変化が可能な波長掃引光源が実現される。

図３は、波長掃引光源の円錐レンズによるビーム成形を説明する図である。図３では、図２の波長掃引光源の構成において左右は逆に表現されているが、利得媒質１０１（図２）を出射し集光レンズ１０２（図２）によりコリメートされた光が、円錐レンズ１０９を通過して電気光学偏向器１０３（図３の右方）に向かう往路の構成を、部分的に抜出して示している。図３に示すように、円錐レンズ１０９には、コリメート光が平坦な側から入射する。この光の電界分布を入射光電界分布２０３として図示した。分布の中心は、円錐レンズの中心に一致し、これら二者は何れも往路光軸２０１上にある。

円錐レンズの円錐の母線は、光軸に垂直な面と傾斜角α２０９を成すように形成されている。これにより円錐レンズの出射光は、光軸周りに取った円筒座標系で動径方向に、下記（式７）で表される頂角βを以て光軸と交わる。（式７）中、ｎは円錐レンズの屈折率を表す。

コリメート光が、中心電界Ｅ₀、半径ｗのガウス光束である場合、光軸２０１近傍における光電界は近似的に、下記（式８）で表される（非特許文献５）。

上記（式８）において、ρは円筒座標の動径、ｚは光軸上の伝搬長であり、円錐レンズ１０９の頂点に原点が取られている。円錐レンズの出射光の電界分布は、動径方向には０次のベッセル関数Ｊ₀で表され、関数の原点周りの山がコアを与える。円錐レンズの出射光のコアの半径ｒ_coreは、例えば、頂角β＝１°、波長１．３μｍの場合、２８．５μｍと非常に小さくなり得る。しかして円錐レンズの出射光の半径ｒ_coreは伝搬に際して不変である。この性質は、通常のガウス光束（同一半径・波長ならば２ｍｍ伝搬すると２^1/2倍に広がってしまう）と著しく異なり、非回折的と称される所以である。

入射パワーの如何ほどが非回折的光のコア内のパワーに変換されるか、効率ηを計算すると、下記（式９）を得る。

上記（式９）から明らかなように、効率ηは、光軸上の伝搬長ｚに依存し、効率ηが最大となる伝搬長はｚ＝ｚ_max／２である。ここで、ｚ_maxは下記（式１０）で与えられる。

かかるｚ_maxには、図３中で、幾何光学的意味付けを与えることができる。即ち、円錐レンズ１０９の上下で、入射高がｗに等しい光線が、光軸長で交差する点までの伝搬長がｚ_maxであり、これを有効距離２０５と称する。この交差する点以遠では、効率が殆ど零に低下するからである。一方、効率ηが最大となる伝搬長ｚ_max／２は、距離中央２０６と呼称している。

もし、第二の円錐レンズを、有効距離２０５右端の光軸上に頂点が来るように、元々の円錐レンズ１０９に相対して置いたとすると、第二の円錐レンズの背面（平坦な面）上に、元々の円錐レンズ１０９に当初入射した光電界分布２０３が、再現される。即ち、非回折的光の伝搬は、距離中央２０６に対して左右対称である。本実施形態の波長掃引光源では、回折格子１０７および端面鏡１０８を含む波長フィルタから帰還された光が、円錐レンズ１０９を経た後、集光レンズ１０２により利得媒質１０１に集光される必要がある。そのためには、端面鏡１０８が、距離中央２０６に位置せねばならない。鏡の結像はその表面に対して対称的であるという原理から、波長フィルタが単なる鏡として働く図２の紙面に垂直な方向では、端面鏡１０８が、距離中央２０６に位置せねばならないことは自明である。

ここで、波長フィルタが波長分散を呈する図２の紙面内の構成について、リトロウ型、リットマン型の波長フィルタ系に即して、それぞれ図４、図５を用いて、詳述する。図４、５では、図２の構成と左右が逆に示されている。

図４は、リトロウ型の波長フィルタにおける回折格子位置の例を示す図である。リトロウ型では、回折格子３０７がリットマン型における端面鏡の機能も果たす。従って、回折格子３０７と共振器光軸３０１の交点が、光軸上、距離中央３０６に一致するように配置するのが良い。これにより、図４の紙面に垂直な方向での帰還条件は満足される。

一方、図４の紙面内では、回折格子が頂角βの倍の偏角を以て回折する波長が選択される。即ち、この場合のブラッグ条件は、以下の（式１１）に変更され、同一の入射角θ＋δの下での選択波長λは、上述（式１’）による値から、ｃｏｓβだけ小さくなる。

図４に示すように、選択波長λにおいて、円錐レンズ３０９の上側斜辺からの光が同下側斜辺に、下側斜辺からの光は同上側斜辺に回折され帰還される。図では、回折点が斜入射する回折格子３０７の表面から離脱しているが、距離中央３０６に至る伝搬長ｚ_max／２は、一般に回折格子の大きさより十分大きいので、この離脱は無視できる。

かくして、図４に示した構成において、利得媒質１０１（図２参照）を出射し集光レンズ１０２（図２参照）によりコリメートされた光が、円錐レンズ３０９を通過し、電気光学偏向器（図２参照）による偏向作用を受けた後、共振器光軸３０１上の距離中央３０６に位置するリトロウ型の回折格子３０７による回折を受け、復路は、電気光学偏向器１０３（図２参照）による偏向作用を受けた後、円錐レンズ３０９に戻り、集光レンズ１０２（図２参照）により利得媒質１０１（図２参照）に帰還される。

図５は、リットマン型の波長フィルタにおける端面鏡位置の例を示す図である。

リットマン型では、共振器光軸４０１を回折格子４０７による回折方向に延長した線と端面鏡４０８の交点が、光軸上の延長線上、距離中央３０６の対蹠点に一致するように配置する。対蹠点とは、光軸上の点に対して、回折方向上で対応する点をいう。すなわち、回折しない場合の光軸上のある点までの光路長と同じ光路長となる回折方向上の点をいう。

これにより、図５の紙面に垂直な方向での帰還条件は満足される。

一方、図５の紙面内では、端面鏡４０８が非零の入射角β´を持ち、回折格子４０７の入出射光が頂角βの倍の偏角を持つ波長が選択される。即ち、この場合のブラッグ条件は、以下の（式１２）に変更される。

図５に示すように、選択波長λにおいて、円錐レンズ４０９の上側斜辺からの光が同下側斜辺に、下側斜辺からの光は同上側斜辺に回折され帰還される。図では、回折点が斜入射する回折格子４０７の表面から離脱しているが、距離中央４０６に至る伝搬長ｚ_max／２は、一般に回折格子の大きさより十分大きいので、この離脱は無視できる。

かくして、図５に示した構成において、利得媒質１０１（図２参照）を出射し集光レンズ１０２（図２参照）によりコリメートされた光が、円錐レンズ１０９を通過し、電気光学偏向器１０３（図２参照）による偏向作用を受けた後、共振器光軸４０１上の回折格子４０７による回折を受け、距離中央４０６の対蹠点に位置する端面鏡４０８で反射された後、復路は、回折格子４０７により回折され、電気光学偏向器１０３（図２参照）による偏向作用を受けた後、円錐レンズ１０９に戻り、集光レンズ１０２（図２参照）により利得媒質１０１（図２参照）に帰還される。

以上説明した波長掃引光源では、小寸法で電荷注入を伴う光偏向器に非回折的なベッセル光線を通過させるので、光偏向器によるケラレを抑え、同時に、光偏向器後段の回折格子への入射光束の波数分布とコア部分の径との連関を断つことができるので、回折格子への入射光束の直径を等価的に増してコヒーレンス長を改善できる。

以上の実施形態では、波長掃引光源の基本構成とその動作、端面鏡（リトロウ型の場合は回折格子）の望ましい位置を詳らかにしたので、以下では、波長掃引光源の実施例について数値を挙げて説明する。

図６はリトロウ型の波長掃引光源の構成例を示す図である。本実施例では、図６に示すリトロウ型の波長掃引光源を構成し本発明の効果を例証した。利得媒質１０１としては、波長１．３μｍ帯の半導体光増幅器を用いた。半導体光増幅器は、空間放射側の端面が斜めに劈開され、この端面からの反射が低減されている。他方の端面には、反射率１０％の出力結合鏡１１０が蒸着されており、光増幅器モジュールに内蔵された結合レンズ１１１を介して、出力光が単一モード光ファイバ１１２に結合されて得られる。

かかる半導体光増幅器の空間放射端側に、焦点距離３．１ｍｍの非球面レンズ１０２を集光レンズとして用い、水平（ＴＥ）方向１．５ｍｍ、垂直（ＴＭ）方向２．７ｍｍのコリメート光を得た。ここで、縦横比が１から乖離するのは、半導体光増幅素子内の導波路構造に起因している。続く円錐レンズ１０９としては、傾斜角０．５度を有する石英ガラス製を用いた。該ガラスの波長１．３μｍにおける屈折率は１．４４６９２であり、（式７）に従って、頂角βが０．２２４°と計算される。その結果、円錐レンズ１０９を通過することにより、半径ｒ_core＝１２７μｍのコアを有するベッセル光線が生成される。

生成されたベッセル光線を、結晶厚１．０ｍｍのＫＴＮ電気光学偏向器１０３を経て、リトロウ型の回折格子１０７に入射させ、共振器を終端した。該回折格子は、刻線数Λ^-1＝１２００／ｍｍを有し、回折次数ｍ＝１で用いた。

（式１０）によれば、距離中央までの伝搬長ｚ_max／２は、水平方向のビーム径に対して９６ｍｍ、垂直方向のビーム径に対して１７２ｍｍと算定される。両者が相等しくないため、上述した望ましい回折格子位置を完全に履行することはできなかった。次善の策として、ここでは、それらの平均値に近い１３０ｍｍの伝搬長の位置に、回折格子１０７を設置した。

（式１１）の示す通り、５２．６°の入射角の下で、波長１．３２５μｍにおけるレーザ発振が生じ、その際の半導体光増幅器への直流電流の閾値は、７０ｍＡ程度であった。かかるレーザ発振状態で、共振器内の波長フィルタの幅の推定は困難である。

そこで、閾値未満の電流を注入した状態で、単一モード光ファイバ１１２から出力されるＡＳＥ（増幅された自然放出光）スペクトルの観測を行った。共振器周回分の利得スペクトルをＧ（λ）と書くと、光帰還の存在下でのＡＳＥスペクトルは、下記（式１３）のように表される。

ここで、Ｓ（λ）は無帰還時のＡＳＥスペクトルであり、Ｌは共振器長を表す。
上記（式１３）の右辺分母の三角関数の周期が、共振器のファブリ・ペローモードの繰返しを与えている。ここで注意を要するのは、このファブリ・ペロースペクトルは今の場合到底分解できないのであって、実際に観測されるのは、それを均した局所的な平均値に過ぎないことである。かかる事情を考慮すると、観測されるＡＳＥスペクトルの表式として、下記（式１４）を得る。

すなわち、無帰還時のＡＳＥスペクトルと共振器構成後のＡＳＥスペクトルを測定すれば、共振器の周回利得スペクトルＧ（λ）が算定できる。半導体光増幅器固有の利得スペクトルが共振器内の波長フィルタの幅に比して十分広ければ、被測定スペクトルＧ（λ）の幅を後者の幅と見做せ、また、Ｇ（λ）のピーク値は共振器利得を与える。レーザ発振時には、この共振器利得が１となり、上の（式１４）が発散してしまうために、既述の如く、波長フィルタの幅が測定不能となる。

図７は、実施例１において測定されたフィルタ関数を示す図であり、上記方法による測定結果である。図７中、破線５０２は、従来例技術の直径０．５ｍｍのガウス光線の下で測定された、半導体光増幅器への注入電流５０ｍＡでの共振器利得スペクトルであり、そのフィルタの幅は２．４７ｎｍと読み取られる。因みに、（式３’）の与える値は２．０ｎｍであり、本実測値との一致は悪くない。一方、同図中、実線で描かれた４本のカーブ５０１は、下から順に注入電流４５、５０、５５、６０ｍＡの下で測定された、実施例１の構成における共振器利得スペクトルである。それらスペクトルの幅は、等しく１．６８ｎｍと読み取られる。即ち、非回折的なベッセル光線を共振器内で用いる本発明構成によって、共振器フィルタ関数が明らかに狭窄化されている。これにより、従来例に比して、５０％（低繰返し時）から３０％（高繰返し時）、コヒーレンス長が改善されるのである。

同一の注入電流５０ｍＡに対する共振器利得を、従来例技術のガウス光線と、実施例１の非回折的なベッセル光線の間で比較すると、後者は６．７ｄＢ小さい。すなわち、非回折的なベッセル光線を用いることにより、往復で６．７ｄＢの損失が生じている。上述した、入射パワーからコア内のパワーへの変換効率η（（式９））は、本実施例の場合、最大数％（−１４ｄＢ）のオーダーであるから、該効率から予想される程には、ロスは大きくはない。それでも、６．７ｄＢものロスに抗して発振できる利得媒質１０１は、半導体光増幅器とパラメトリック光増幅器等であるが、産業上の観点から、半導体光増幅器が特に利便性に優れる。

（第２の実施形態）
図２に示すような波長掃引光源において、共振器内でベッセル光線を用いる場合、光偏向器によるケラレが、唯一の損失原因ではない。片端が波長フィルタで終端された共振器内を光が往復する際、波長フィルタから帰還された光が復路で円錐レンズに達して、通常の回折光に戻され、集光レンズを経て利得媒質に帰ることが必要である。ここで、利得媒質に帰った時点の光電界分布が、利得媒質固有の空間モードから乖離していると、損失が生じる。かかる損失を抑えるために、第１の実施形態では、円錐レンズの頂点から上記波長フィルタ内の終端までの距離ｌを、（式１５）を満たすように定めている。

（式１５）において、ｗは円錐レンズ１０９に集光レンズ１０２側から入射する光線の半径であり、βは円錐レンズの頂点近傍から電気光学偏向器１０３に向かう光線波面の動径方向の傾きである。光線の半径ｗは、利得媒質１０１からの出射光の拡がり角と集光レンズ１０２の焦点距離により決定され、一方光線波面の動径方向の傾きβは、円錐レンズ１０９の円錐の母線が光軸に垂直な面と成す傾斜角αと、円錐レンズ１０９の屈折率によって決まる。

ところが、利得媒質１０１として典型的に用いられる半導体光増幅器では、光導波路の幅が、注入電流を流す方向とそれに直交方向で異なっており、その結果、出射光の拡がり角は、それら二方向間で大きな差異を持つ。通常、集光レンズ１０２は異方性を持たないので、出射光の拡がり角にその焦点距離を乗じて得られるビーム径は、二方向で異なり、円錐レンズ１０９に断面強度分布が楕円形状を呈する光線が入射することになる。かかる光線において、（式１５）を適用するに当たって、半径ｗに楕円の短径の値を用いるべきか、はたまた、長径の値を用いるべきか、相反する状況に陥る。

さらに、半導体光増幅器からの出射光の拡がり角には、個体によるばらつきが免れず、その仕様の中心値に、集光レンズ１０２の焦点距離を乗じて算出されるｗが、特定の個体の実態に合致することは保証されない。一方、βは円錐レンズ１０９の傾斜角αとその屈折率、即ち波長によって、その値が固定されている。加えて、円錐レンズ１０９から共振器端までの距離ｌは設計時に決定され、個々の波長掃引光源装置内で、可変なように構成されることは通常ない。即ち、（式１５）の条件を満たしつつ、出射光の拡がり角のばらつきを吸収する余地がなく、拡がり角のばらつきによって、（式１５）の条件を個々の光源装置が満たすとは限らない。

第２の実施形態の波長掃引光源では、（式１５）の条件を、利得媒質を出射する楕円形状のビーム形状の方向に依らず満足させ、さらに、円錐レンズから共振器端までの距離ｌ自体を調整することなく、（式１５）の条件に合わせ込む手段を提供することで、損失を抑制し、コヒーレンス長の改善された高効率な波長掃引光源を供給することを可能としている。

すなわち、第２の実施形態の波長掃引光源は、利得媒質と回折格子とを有する共振器内に、利得媒質と回折格子との間に配置された電気光学偏向器と、利得媒質と電気光学偏向器との間に、その頂点が電気光学偏向器の側を向くように配置された円錐レンズとを備える第１の実施形態の波長掃引光源において、利得媒質と円錐レンズとの間に、光線の断面強度分布を真円に近づけるビーム整形光学系が挿入された構成を備えている。
本実施形態においては、利得媒質から出射され円錐レンズに入射される光線を、非平行光線、即ち波面の曲率が非零である光線となるようにし、さらにその波面の曲率を連続的に加減できるように構成するのが望ましい。円錐レンズの頂点から共振器端までの距離ｌは、非平行光線の半径（ビーム径）ｗ、非平行光線の波面の曲率半径Ｒ、および円錐レンズの頂点近傍から電気光学偏向器に向かう光線波面の動径方向の傾きβを含む（式１６）を満たすことが、過剰な損失の発生を防ぐ観点から好ましい。

非平行光線の波面の曲率半径Ｒを調整すれば、（式１６）は常に満たされ得る。共振器の端点は、リトロウ型の共振器では回折格子、リットマン型の共振器の場合は端面鏡の表面に相当する。

また、本実施形態の波長掃引光源では、ビーム整形光学系としてアナモルフィックプリズム対を用いることが好ましい。アナモルフィックプリズム対は、特殊な設備が不要で、とりわけ実用的だからである。また、利得媒質として、大利得の得られる半導体光増幅器を用い、利得媒質から共振器内の空間へ出力されるの放射光を集光レンズによって集光することが好ましい。半導体光増幅器と集光レンズの間の距離を調整して、容易に、円錐レンズに入射する光線の曲率を連続的に加減することができるからである。

第２の実施形態で用いられるビーム整形光学系は、利得媒質から出射される光線の断面強度分布を真円に近づける、すなわち利得媒質から出射される光線のビーム形状を楕円形状から真円に変換するように構成された光学系である。この真円化の手段には、公知の手段を自由に用いることが出来る。例えば、注入電流に平行の、導波路が薄く拡がり角の大きい方向に、ロッドレンズを挿入して両方向の拡がり角を等化した後、集光レンズに入射する方法がある。ロッドレンズの調整・固定に特殊なマニプレーターを要するが、アナモルフィックプリズム対は、特殊な設備が不要で、とりわけ実用的である。

ビーム整形光学系を用いてビーム形状の真円化を図ることにより、（式１５）を満たす距離ｌが一つに決められる。ここで、製造の現実に目を向けると、距離ｌは、波長掃引光源の設計段階で、或る値に決定され、機械精度の範囲内で繰返し再現される。傾き角βについても、円錐レンズの傾斜角と波長により決定され、安定して再現される。ところが、光線の半径ｗについては状況が異なり、利得媒質の個体毎・ロット毎のばらつきが大きい。光線の半径ｗは、導波路からの拡がり角に左右され、特に、導波路が薄い方向への放射光の拡がり角は再現性に劣る。薄い導波路の寸法精度が関わるからである。

すなわち、波長掃引光源装置の製造時に、利得媒質の拡がり角のばらつきを吸収できる調整要素が必要となる。本発明者は、これへの解決策を考究し、円錐レンズの背面を照射する光線の波面の曲率半径Ｒがかかる調整要素となり得ることを見出した。すなわち、かかる光線の波面の曲率半径Ｒを取り入れると、（式１５）が（式１６）に拡張される。固定された距離ｌと傾き角βの下で、光線の半径ｗが変動しても、波面の曲率半径Ｒを調整することで（式１６）を満たすように対応できる。しかも、利得媒質が半導体光増幅器の場合、その端面と集光レンズの間の距離を変化させれば、出射される光線の波面の曲率半径Ｒを極めて容易に変更することができる。

図８は、第２の実施形態の波長掃引光源の構成を示している。第２の実施形態の波長掃引光源は、図８に示すように、図２に示す第１の実施形態の波長掃引光源の構成において、利得媒質１０１と円錐レンズ１０９との間に、光線の断面強度分布を真円に近づけるビーム整形光学系であるアナモルフィックプリズム対１０６が挿入されて構成されている。利得媒質１０１としては、半導体光増幅器が用いられている。

第２の実施形態の波長掃引光源では、利得媒質１０１は、集光レンズ１０２、アナモルフィックプリズム対１０６、並びに円錐レンズ１０９を経て、電気光学偏向器１０３、更に、後続する回折格子１０７および直入射する端面鏡１０８からなる波長フィルタに結合されている。円錐レンズ１０９は、その頂点が電気光学偏向器１０３を向くように設置される。利得媒質１０１と集光レンズ１０２の間のレンズ距離１０５は、少なくとも共振器の調整時に、集光レンズ１０２の焦点距離の前後で連続的に可変できるように構成されている。利得媒質１０１の他端には、出力結合鏡１１０が蒸着されており、かくして出力結合鏡１１０と端面鏡１０８を両端とする光共振器が構成され、かかる光共振器によるレーザ作用による出力光が、結合レンズ１１１を介して出力光ファイバ１１２に結合されて得られる。

電気光学偏向器１０３には、制御電圧源１０４からの電圧が印加され、電圧により紙面内上下方向に電界が発生し、この電界の方向に光が偏向される結果、後続する回折格子１０７への入射角が、制御電圧源１０４からの印加電圧に依存して変化する。かくして、波長フィルタの選択する波長が、印加電圧に応じて変化し、可動部の介在なしに、高速な波長変化が可能な波長可変光源が実現される。

図９は、第２の実施形態の波長掃引光源の円錐レンズによるビーム成形を示している。図９では、図８の構成と左右が逆に示されている。図９は、図８に示した波長掃引光源の構成において、利得媒質１０１から出射し集光レンズ１０２により集光された、一般的には非平行な光線が、円錐レンズ１０９を通過し電気光学偏向器１０３に向かう往路を、部分的に抜出して示している。図９において、円錐レンズ１０９には、集光光が平坦な側から入射する。光の電界分布を入射光電界強度分布２０３と、入射光波面２０７として図示した。この電界強度分布２０３および波面２０７の中心は、円錐レンズ１０９の中心に一致し、これら二者は何れも往路光軸２０１上にある。

円錐レンズ１０９の円錐の母線は、光軸に垂直な面と傾斜角α２０９を成すように形成されている。これにより円錐レンズ１０９の頂点２０２を出射した光は、光軸２０１周りに取った円筒座標系で動径方向に、頂角β≒（ｎ−１）αを以て光軸２０１と交わる。ここで、ｎは円錐レンズ１０９の波長における屈折率を表す。

非平行光が、中心電界Ｅ₀、半径ｗ、波面の曲率半径Ｒのガウス光束である場合、光軸２０１近傍における光電界は近似的に、（式１７）で表される。

（式１７）において、ρは円筒座標の動径、ｚは光軸上の伝搬距離であり、円錐レンズ１０９の頂点に原点が取られている。（式１７）は、波面が平坦（Ｒ→∞）の場合、（非特許文献５）に示されている式（式８）に帰着する。入射光電界強度分布２０３は、動径方向には零次のベッセル関数Ｊ₀で表され、零次のベッセル関数の原点周りの山が光線のコアを与える。コアの半径ｒ_coreは、例えば、傾斜角α＝０．５°、波長１．３μｍ（頂角β＝０．２２４°）の場合、１２７μｍと細くなり得る。

図１０は、図９に示す光線の伝搬長に依存するコア径と変換効率を示す図であり、図１０（ａ）には、コア径を伝搬距離ｚの関数として図示した。波面が平坦（Ｒ^-1＝０）な場合、コア径は伝搬に伴って不変である。一方、波面の曲率半径Ｒが正（Ｒ^-1＞０、図中の曲線はＲ＝４８０ｍｍ）の場合、コア径は緩やかに増加する。しかし、これは回折による拡がりではない。その証拠に、波面の曲率半径Ｒが負（Ｒ^-1＜０、図中の曲線はＲ＝−４８０ｍｍ）に対しては、コア径はむしろ徐々に減少する。これら一群の光線は、初期半径が等しい通常のガウス光線の半径が伝搬に伴い回折で広がるの（図中点線の曲線）と著しい対照を成し、それらが非回折的と称される所以となっている。

入射光のパワーのうち如何程が光線のコア内のパワーに変換されるかの変換効率ηを計算すると（式１８）を得る。（式１８）中、ｊ_0,1は零次のベッセル関数Ｊ₀の最初の零点、Ｊ₁は１次のベッセル関数を表す。

ここで、伝搬に関る新たな変数ζは（式１９）で示される。

（式１８）に示すように変換効率ηは、変数ζを介して光軸上の伝搬長ｚに依存するが、変換効率ηが最大となる伝搬長ｚ_cは（式２０）で与えられる。

図１０（ｂ）には、この変換効率ηを伝搬距離ｚの関数として示した。円錐レンズ１０９の母線の傾斜角α＝０．５°、波長１．３μｍに加えて、円錐レンズ１０９に入射する光線の半径ｗの値に、１．０ｍｍを用いて、効率を計算してある。図１０（ｂ）中の各曲線に対する波面の曲率半径Ｒの値は、図１０（ａ）に準じている。変換効率ηの最大値自体はＲに依らず一定だが、その最大値が現れる伝搬長がＲによって変化する。即ち、波面の曲率が正（Ｒ^-1＞０）の場合、より遠くで効率が最大に達し、負（Ｒ^-1＜０）の場合、最大効率の地点が近づく。

波面が平坦（Ｒ^-1＝０）な場合、図９において、かかる変換効率ηの最大点に幾何光学的意味付けを与えることができる。即ち、円錐レンズ１０９の上下で、入射高がｗに等しい光線が、光軸上で交差する点までの伝搬長ｚ_maxを、有効範囲２０５と称する。入射高がｗに等しい光線が、光軸上で交差する点以遠では、効率が殆ど零に低下するからである。一方、効率が最大となる伝搬長ｚ_cを範囲中央２０６と呼称すると、ｚ_c＝ｚ_max／２が成り立つ。もし、第二の円錐レンズを、上記有効範囲２０５右端の光軸上に頂点が来るように、元々の円錐レンズ１０９に相対して置いたとすると、第二の円錐レンズの背面（平坦な面）上に、元々の円錐レンズ１０９に当初入射した光電界分布２０３が、再現される。即ち、波面が平坦な場合、非回折的な光線の伝搬は、範囲中央２０６に対して左右対称である。

波面が平坦でない場合、上の関係：ｚ_c＝ｚ_max／２は最早成立しない。この場合、円錐レンズ１０９への入射高によって、光軸との交差角が異なり、それが頂角βに等しくなるのは円錐レンズ１０９の頂点近傍を通過した光線のみだからである。しかしながら依然、範囲中央２０６において、波面の曲率を反転させれば、範囲中央２０６に対して左右対称な非回折的な光線の伝搬を実現できる。

第２の実施形態の波長掃引光源では、回折格子１０７および端面鏡１０８からなる波長フィルタから帰還された光が、円錐レンズ１０９を経た後、集光レンズ１０２により利得媒質１０１に集光される必要がある。そのためには、端面鏡１０８が、Ｒに等しい曲率半径を持ち（Ｒ＞０ならば凹面鏡、Ｒ＜０ならば凸面鏡）、かつ範囲中央２０７に位置せねばならない。これは、波長フィルタが単なる鏡として働く図８の紙面に垂直な方向では、自明である。リトロウ型の場合、端面鏡１０８がないので、回折格子がＲに等しい曲率半径を持つように構成することができる。

一方、波長フィルタが波長分散を呈する図８の紙面内については、リトロウ型の波長フィルタ系に即して、図１１を用いて詳述する。図１１は本実施形態で推奨される、リトロウ型波長フィルタにおける回折格子位置を示す図である。図１１では、図８の構成と左右が逆に示されている。

リトロウ型では、回折格子１０７が端面鏡の役も果たす。従って、回折格子１０７と共振器光軸３０１の交点が、光軸上、範囲中央３０６に一致するように配置する。これにより、図１１の紙面に垂直な方向での帰還条件は満足される。

一方、図１１の紙面内では、回折格子が頂角βの倍の偏角を以て回折する波長が選択される。即ち、この場合のブラッグ条件は、以下の（式１１）となる。

（式１１）において、角θは回折格子への入射角、同δはＫＴＮ光偏向器による偏向角であり、Λは回折格子のピッチ、ｍは回折次数である。

図１１では、かかる波長において、円錐レンズ１０９の上側斜辺からの光が同下側斜辺に、下側斜辺からの光は同上側斜辺に回折され帰還される。図１１では、回折点が斜入射する回折格子１０７の表面から離脱しているが、範囲中央３０６に至る伝搬長ｚ_cは、一般に回折格子の大きさより十分大きいので、この離脱は無視できる。

かくして、図１１に示した構成において、利得媒質（図示せず）を出射し集光レンズ（図示せず）によりコリメートされた光が、円錐レンズ１０９を通過し、電気光学偏向器（図示せず）による偏向作用を受けた後、共振器光軸３０１上の範囲中央３０６に位置するリトロウ型の回折格子１０７による回折を受け、復路は、電気光学偏向器（図示せず）による偏向作用を受けた後、円錐レンズ１０９に戻り、集光レンズ（図示せず）により利得媒質（図示せず）に帰還されるのである。

リットマン型の波長フィルタにおける、本発明で推奨される端面鏡位置も、同様の考察から容易に求められる。すなわち、共振器光軸３０１を回折格子１０７による回折方向に延長した線と端面鏡の交点が、光軸３０１上の延長線上、範囲中央３０６の対蹠点に一致するように配置するのが良い。これにより、紙面に垂直な方向での帰還条件は満足される。

一方紙面内では、端面鏡が非零の入射角β´を持ち、回折格子１０７の入出射光が頂角βの倍の偏角を持つ波長が選択される。即ち、この場合のブラッグ条件は、以下の（式１２）に変更される。

かかる波長において、円錐レンズ１０９の上側斜辺からの光が同下側斜辺に、下側斜辺からの光は同上側斜辺に回折され帰還される。

かくして、利得媒質を出射し集光レンズによりコリメートされた光が、円錐レンズ１０９を通過し、電気光学偏向器による偏向作用を受けた後、回折格子１０７による回折を受け、共振器光軸３０１上の範囲中央３０６に位置する端面鏡で反射され、復路は、回折格子１０７により回折され、該電気光学偏向器による偏向作用を受けた後、円錐レンズ１０９に戻り、集光レンズにより該利得媒質に帰還されるのである。

上の場合、共振器端の光学素子（リトロウ型にあっては回折格子１０７、リットマン型に於いては端面鏡１０８）は、波面の曲率半径Ｒに等しい曲率を持つのが理想である。しかしながら、例示した如き数１０ｃｍオーダーの曲率半径Ｒを、折り返し端迄高々１０ｃｍ程度の共振器に用いる場合、より安価・簡便な平面回折格子や平面鏡で代用できる。逆に、波面の特定の曲率半径に厳密に合せた曲面素子を用いると、曲率半径Ｒが固定されてしまう結果になり、以下に述べるような、波面の曲率半径Ｒを調整して、範囲中央３０６に至る伝搬長ｚ_cを、共振器中の円錐レンズ１０９から折り返し端面までの光路に沿った長さｌに合わせ込むという本発明の趣旨に違背することになる。

非回折的な光線が回折格子１０７により回折された電界を近似的に算出すると、波数Ｋ＝（２π／Λｃｏｓθ）（（λ−λ₀）／λ₀）の関数として（式２１）で表される。ここでλ₀は、中心波長を表す。

（式２１）において、Γはガンマ関数、また、変数ｗ’＝ｗ（１+ｚ／Ｒ）、並びにＫ_±＝Ｋ±ｋｓｉｎβ／（１＋ｚ／Ｒ）を新たに導入した。関数ｇ（ｋ）は、合流型超幾何関数の一種であり、（式２２）で定義される。

（式２２）の関数は、ｇ（０）＝１に規格化されており、その絶対値の全半値幅（ＦＷＨＭ）は約５．４０である。上（式２１）式に徴すると、回折格子１０７により分散された波数スペクトルは、±ｋｓｉｎβ／（１＋ｚ／Ｒ）にピークを持ち、双峰的となる。これら２つのピーク間の開きは、非回折光のコアの半径ｒ_core＝ｊ０，１（１＋ｚ／Ｒ）（ｋｓｉｎβ）に反比例している。一方、各ピーク周りの波数分布の拡がり（ＦＷＨＭ）は、５．４０／ｗ’となる。即ち、回折格子１０７を含む波長フィルタの濾波能は、元々のベッセル光線を生成する際、円錐レンズを照射した光線のコアの半径（ビーム径）ｗにその曲率半径Ｒを加味した等価半径ｗ‘で完全に決まるのである。この半径ｗ’を用いて、（式１５）を書き直し（式１５’）を得る。

本式（式１５’）から、以下が言える。或る半径ｗ_aについて、上式（１５）を満たすように、円錐レンズから共振器端までの距離ｌを決めたとしよう。次に、異なるｗ_bに、同一の距離ｌを適応させるために、円錐レンズへのビームの曲率半径Ｒを調整したとする。調整後の等価半径はｗ_aになり、回折格子を含む波長フィルタの濾波能は、両者で全く同一になる筈である。換言すれば、曲率半径Ｒによる調整は、波長フィルタの濾波能の均一化にも有効である。

第２の実施形態の波長掃引光源によれば、小寸法で電荷注入を伴う電気光学偏向器に非回折的なベッセル光線を通過させ、該光偏向器によるケラレを抑え、同時に、該光偏向器後段の回折格子への入射光束の波数分布と該コア部分の径との連関を断って、回折格子への入射光束の直径を等価的に増してコヒーレンス長を改善し、その際、ベッセル光線の光帰還に関る過剰な損失の発生を防ぐ調整要素が付加され、その結果、高効率・低雑音の光源が実現されるので、工業的に大きな効果が得られる。

図１２は第２の実施形態におけるリトロウ型の波長掃引光源の構成例を示す図である。本実施例では、図１２に示すリトロウ型の波長掃引光源を構成し、本発明の効果を例証した。また、参考例として図６の波長掃引光源を構成した。図６の構成において円錐レンズ１０９がない構成を従来例として比較のために構成した。

利得媒質１０１としては、波長１．３μｍ帯の半導体光増幅器を用いた。半導体光増幅器は、空間放射側の端面が斜めに劈開されることにより、端面からの反射が低減されている。他方の端面には、反射率１０％の出力結合鏡が蒸着されており、光増幅器モジュールに内蔵された結合レンズを介して、出力光が単一モード光ファイバに結合されて得られる。

半導体光増幅器の空間放射端側に、焦点距離３．１ｍｍの非球面レンズを集光レンズ１０２として用い、水平（ＴＥ）方向０．６ｍｍ、垂直（ＴＭ）方向１．２ｍｍ（何れも半径）のコリメート光を得た。ここで、縦横比が１から乖離するのは、前述の如く半導体光増幅素子内の導波路構造に起因している。

次いで、参考例として構成された波長掃引光源では、続く円錐レンズ１０９としては、傾斜角α＝０．５°を有する石英ガラス製を用いた。ガラスの波長１．３μｍにおける屈折率ｎは１．４４７であり、頂角β≒（ｎ−１）αが０．２２４°と計算される。その結果、円錐レンズ１０９を通過することにより、半径ｒ_core＝１２７μｍのコアを有するベッセル光線が生成される。

生成したベッセル光線を、結晶厚１．０ｍｍのＫＴＮ電気光学偏向器を経て、リトロウ型の回折格子に入射させ、共振器を終端した。回折格子は、刻線数Λ^-1＝１２００／ｍｍを有し、回折次数ｍ＝１で用いた。

（式１５）によれば、円錐レンズの頂点から共振器終端、この場合回折格子迄の距離ｌは、水平方向のビーム径に対して７７ｍｍ、垂直方向のビーム径に対して１５３ｍｍと算定される。両者は相等しくないため、何処に回折格子を置いても、望ましい帰還条件を満足することはできない。ここでは、水平方向の値に近い９０ｍｍの位置に、回折格子を設置した。

回折格子への５２．６°の入射角の下で、波長１．３２５μｍにおけるレーザ発振が生じ、その際の半導体光増幅器への直流電流の閾値は、８０ｍＡ程度であった。かかるレーザ発振状態で、共振器内の波長フィルタの幅の推定は困難である。

そこで、閾値未満の電流を注入した状態で単一モード光ファイバから出力されるＡＳＥ（増幅された自然放出光）スペクトルの観測を行った。共振器周回分の利得スペクトルをＧ（λ）と書くと、光帰還の存在下でのＡＳＥスペクトルは、（式２３）のように表される。

ここで、Ｓ（λ）は無帰還時のＡＳＥスペクトルであり、Ｌは共振器長を表す。
（式２３）の右辺分母の三角関数の周期が、共振器のファブリ・ペローモードの繰返しを与えている。ここで注意を要するのは、このファブリ・ペロースペクトルは今の場合到底分解できないのであって、実際に観測されるのは、それを均した局所的な平均値に過ぎないことである。かかる事情を考慮すると、実際観測されるＡＳＥスペクトルの表式として、（式２４）を得る。

すなわち、無帰還時のＡＳＥスペクトルと共振器構成後のＡＳＥスペクトルを測定すれば、共振器の周回利得スペクトルＧ（λ）が算定できる。上記半導体光増幅器固有の利得スペクトルが共振器内の波長フィルタの幅に比して十分広ければ、被測定スペクトルＧ（λ）の幅を後者の幅と見做せ、また、Ｇ（λ）のピーク値は共振器利得を与える。レーザ発振時には、この共振器利得が１となり、（式２４）が発散してしまうために、上述した如く、波長フィルタの幅が測定不能となる。

図１３は、実施例２において測定されたフィルタ関数を示す図であり、上記方法による測定結果である。

図１３中、点線５０５は、従来例の構成において直径０．５ｍｍのガウス光線に対して測定された、半導体光増幅器への注入電流５０ｍＡでの共振器利得スペクトルであり、そのフィルタの幅は２．４７ｎｍと読み取られる。一方、図１３中、破線５０４は、同一の注入電流下で、ベッセル光線を用いる図６の波長掃引光源において測定された共振器利得スペクトルである。このスペクトルの幅は、１．６８ｎｍと読み取られる。即ち、非回折的なベッセル光線を共振器内で用いることによって、共振器フィルタ関数が明らかに狭窄化されている。しかしながら、望ましい帰還条件を満足できないと、図１３の破線５０４に示すように共振器利得ピークが０．６３から０．１１まで低下することがある。

ここで、実施例２の波長掃引光源では、図１２に示すように、図６の波長掃引光源の構成において集光レンズ１０２と円錐レンズ１０９の間に、公称倍率２×のアナモルフィックプリズム対１０６が挿入されている。アナモルフィックプリズム対１０６は、ＳＦ６ガラス製の６０°直角プリズム２個が、所定のビーム拡大率を得る相対角度に保持・固定され一体化された構成である。各直角プリズムには、汎用的な減反射光学膜がコーティングされている。かかるアナモルフィックプリズム対単体の挿入損は、別個に０．５ｄＢと実測されている。

図１３中、実線で描かれた２本のカーブ５０３は、実施例１および実施例２の構成における共振器利得スペクトルである。何れも、注入電流５０ｍＡの下で測定されている。うち、細線が、アナモルフィックプリズム対１０６を垂直（ＴＭ）方向にビーム径を縮小するように挿入した後の利得スペクトルであり、利得スペクトルの幅は１．６８ｎｍと変化がなかった。一方、共振器利得ピークを見ると、挿入前の０．１１から０．３３まで増加している。即ち、円錐レンズ１０９に入射する光線のビーム形状の円形化により、望ましい帰還条件に近づき、ベッセル光線への変換に伴う過剰損失が、２．８ｄＢまで低下した。仮にアナモルフィックプリズム対１０６が理想的で、それ自体の挿入損がなければ、さらに過剰損失２．３ｄＢ迄の低減が見込まれた所である。

ここでさらに、半導体光増幅器の空間放射端と集光レンズ１０２の距離１０５を、共振器利得が最大になるように調整した。かくして得た利得スペクトルを、本発明実施例１によるフィルタ関数５０３の太線として描き込んである。利得ピークが０．３６まで上昇し、同時に、スペクトルの幅が１．６０ｎｍと僅かながら狭まっている。

狭窄化されたフィルタ幅から推し量るに、共振器終端（この場合回折格子）迄の距離ｌが、円形化された円錐レンズ照射ビームの径に対して過大であった。それを、照射ビーム波面に正の曲率を付与し拡散ビームとすることで、等価半径ｗ’としては適切な値に調整されたと考えられる。

以上述べたように、実施例２では第２の実施形態に示すように非回折的なベッセル光線を共振器内で効率良く用いる構成によって、共振器フィルタ関数が明らかに狭窄化されていることが明らかになった。これにより、従来例のガウス光線に比して、３５％（低繰返し時）から２５％（高繰返し時）、コヒーレンス長の改善が見込める。

同一の注入電流５０ｍＡに対する共振器利得を、従来例のガウス光線と、実施例２の間で比較すると、後者は２．４ｄＢ小さい。すなわち、非回折的なベッセル光線を用いることの代償は、往復で２．４ｄＢの損失増加である。しかしながらこの程度の損失ならば、用いた半導体光増幅器の注入電流を５ｍＡ増して、容易に補償可能であった。このように、かなりのロスに抗して発振できる利得媒質は、半導体光増幅器とパラメトリック光増幅器等に限られ、産業上の観点からは、半導体光増幅器が特に実用性に優れるのである。

半導体に代表される広帯域の利得媒質を有するレーザ発振器では、その利得帯域内から一つの発振波長を選択して、発振動作させることが可能である。かかる選択波長を再現性良く切換えられれば、分光器を用いないレーザ分光が実現され、また切換えが十分迅速に行えれば、波長掃引測距あるいは電子デバイスまた取分け生体の断面像を非破壊に観測する光コヒーレンストモグラフィ（ＯＣＴ）といった応用が拓けるのである。この際、かかる光源の瞬時瞬時の波長純度が高ければ、レーザ分光に係る波長分解能が高まり、測距あるいは光コヒーレンストモグラフィにあっては、光源出力光の可干渉距離（コヒーレンス長）が伸長し、その結果、より長距離の測距ないし撮像が実現される。それ故、かかる波長掃引光源の波長純度の改善は、純粋科学から日常医療にわたる広い分野の発展への寄与が、期待される。

１０１ 利得媒質
１０２ 集光レンズ
１０３ 電気光学偏向器
１０４ 制御電圧源
１０６ アナモルフィックプリズム対
１０７ 回折格子
１０８ 端面鏡
１０９ 円錐レンズ
１１０ 出力結合鏡
１１１ 結合レンズ
１１２ 出力光ファイバ
２０１ 往路光軸
２０２ 頂点
２０３ 入射光電界分布
２０４ 頂角
２０５ 有効距離
２０６ 距離中央
２０７ 入射波面
２０９ 傾斜角
３０１ 共振器光軸
３０２ 頂点
３０３ 入射光電界分布
３０４ 頂角
３０５ 入射波面
３０６ 距離中央
３０７ 回折格子
４０１ 共振器光軸
４０２ 頂点
４０３ 入射光電界分布
４０４ 頂角
４０６ 距離中央
４０７ 回折格子
５０１ 本発明によるフィルタ関数
５０２ 従来例技術によるフィルタ関数
５０３ 本発明実施例２によるフィルタ関数
５０４ 本発明実施例１によるフィルタ関数
５０５ 従来例技術によるフィルタ関数
６０１ 利得媒質
６０２ 集光レンズ
６０３ 電気光学偏向器
６０４ 制御電圧源
６０５、６０６ 補償レンズ
６０７ 回折格子
６０８ 端面鏡
６１０ 出力結合鏡
６１１ 結合レンズ
６１２ 出力光ファイバ

Claims (12)

1. 利得媒質と回折格子を有する波長フィルタとで形成される共振器と、前記利得媒質から出射され前記波長フィルタに入射される光を偏向する光偏向器であって、電気光学結晶と該電気光学結晶の対向する面に形成された２つの電極とを有し、該電気光学結晶内に形成される電界に平行な方向に光を偏向することにより波長選択を行なう光偏向器と、を備えた波長掃引光源であって、
   前記利得媒質と前記光偏向器との間に、頂点が前記光偏向器に向くように配置された円錐レンズをさらに備えることを特徴とする波長掃引光源。
2. 前記利得媒質は，出射側に集光レンズを配置した半導体光増幅器であり、該集光レンズは出射光を平行光束にコリメートすることを特徴とする請求項１に記載の波長掃引光源。
3. 前記利得媒質と前記円錐レンズとの間の平行光束の半径が、前記光偏向器を通過する光束の直径よりも大きい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. 前記回折格子が、前記平行光束の半径をｗ、前記円錐レンズから前記光偏向器に向かう光線の動径方向の傾きをβとしたときに
   

   

   で与えられる値ｚ_maxの半分（ｚ_max／２）だけ、前記円錐レンズの頂点から離れて配置されることを特徴とする請求項３に記載の波長掃引光源。
5. 前記波長フィルタは、前記利得媒質側に向けて光を反射する反射鏡をさらに有することを特徴とする請求項１から３のいずれかに記載の波長掃引光源。
6. 前記反射鏡が、平行光束の半径をｗ、前記円錐レンズから前記光偏向器に向かう光線の動径方向の傾きをβとしたときに
   

   

   で与えられる値ｚ_maxの半分（ｚ_max／２）だけ、前記円錐レンズの頂点から離れて配置されることを特徴とする請求項５に記載の波長掃引光源。
7. 前記利得媒質と前記円錐レンズとの間に、光線の断面強度分布を真円に近づけるビーム整形光学系が配置されていることを特徴とする請求項１に記載の波長掃引光源。
8. 前記共振器は、一端に配置された端面鏡で光線を折り返すよう構成され、該端面鏡と前記円錐レンズの頂点との間の距離ｌと、前記円錐レンズに入射する非平行光線の半径ｗと、前記円錐レンズの頂点近傍から前記利得媒質に向かう光線波面の動径方向の傾きβと、前記光線の波面の曲率半径Ｒとが下記（式２５）に示す関係を有することを特徴とする請求項７記載の波長掃引光源。
   

   
9. 前記共振器は、一端に配置された回折格子で光線を折り返すよう構成され、該回折格子と前記円錐レンズの頂点との間の距離ｌと、前記円錐レンズに入射する非平行光線の半径ｗと、前記円錐レンズの頂点近傍から前記利得媒質に向かう光線波面の動径方向の傾きβと、前記光線の波面の曲率半径Ｒとが下記（式２５）に示す関係を有することを特徴とする請求項７記載の波長掃引光源。
   

   
10. 上記（式２５）に基づいて、前記光線の波面の曲率半径ＲがＲ≠０となるように、ｌ、ｗ、βに従って曲率半径Ｒを決定し、前記円錐レンズに波面の曲率が非零である非平行光線を入射する請求項８または９に記載の波長掃引光源。
11. 前記利得媒質は、集光レンズを伴う半導体光増幅器であり、該集光レンズと該半導体光増幅器の該集光レンズ側端面の間の距離を変えて、前記非平行光線の曲率半径を調整することを特徴とする請求項８から１０のいずれかに記載の波長掃引光源。
12. 前記ビーム整形光学系は、アナモルフィックプリズム対であることを特徴とする請求項７から１１のいずれかに記載の波長掃引光源。

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