JPH0670669B2 - 光応用磁界センサ - Google Patents
光応用磁界センサInfo
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- JPH0670669B2 JPH0670669B2 JP17872088A JP17872088A JPH0670669B2 JP H0670669 B2 JPH0670669 B2 JP H0670669B2 JP 17872088 A JP17872088 A JP 17872088A JP 17872088 A JP17872088 A JP 17872088A JP H0670669 B2 JPH0670669 B2 JP H0670669B2
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Description
【発明の詳細な説明】 ［産業上の利用分野］ この発明は、ファラデー回転能（磁気旋光性）を有する
磁気光学素子を用いて磁界（又は、磁界を発生させる電
流）を検出する光応用磁界センサに関し、特に温度依存
性が小さく高精度且つ高感度の光応用磁界センサに関す
るものである。
磁気光学素子を用いて磁界（又は、磁界を発生させる電
流）を検出する光応用磁界センサに関し、特に温度依存
性が小さく高精度且つ高感度の光応用磁界センサに関す
るものである。
［従来の技術］ 第８図は一般的な光応用磁界センサを示す構成図であ
る。
る。
図において、（１）はLD（レーザダイオード）又はLED
（発光ダイオード）等からなる光源、（２）は光源
（１）から放射された光を伝送する光ファイバ、（３）
は光ファイバ（２）の先端部に配設されたコリメータレ
ンズ、（４）はコリメータレンズ（３）を介した光を偏
光させる偏光子である。
（発光ダイオード）等からなる光源、（２）は光源
（１）から放射された光を伝送する光ファイバ、（３）
は光ファイバ（２）の先端部に配設されたコリメータレ
ンズ、（４）はコリメータレンズ（３）を介した光を偏
光させる偏光子である。
（５）はファラデー回転能を有する磁気光学素子であ
り、偏光子（４）を介した光が入射されるように配設さ
れている。磁気光学素子（５）は、マンガンMnの組成比
をＸとしたとき、 Cd1-XMnXTe（但し、０＜Ｘ＜0.7） を満たす半導体の単結晶材料から形成されており、これ
については、例えば「ジャーナル・オブ・クリスタル・
グロース（Journal of Crystal Growth）」（第52巻、1
981年）の第614〜618頁に記載されている。
り、偏光子（４）を介した光が入射されるように配設さ
れている。磁気光学素子（５）は、マンガンMnの組成比
をＸとしたとき、 Cd1-XMnXTe（但し、０＜Ｘ＜0.7） を満たす半導体の単結晶材料から形成されており、これ
については、例えば「ジャーナル・オブ・クリスタル・
グロース（Journal of Crystal Growth）」（第52巻、1
981年）の第614〜618頁に記載されている。
（６）は磁気光学素子（５）を通過した光が入射される
検光子であり、その偏光方向が偏光子（４）に対して相
対角度が45°となるように配設されている。（７）は検
光子（６）を介した光を収束するコンデンサレンズ、
（８）はコンデンサレンズ（６）を入射端として光を伝
送する光ファイバ、（９）は受光素子を含み光ファイバ
（８）を介した光を検出する光受信器である。
検光子であり、その偏光方向が偏光子（４）に対して相
対角度が45°となるように配設されている。（７）は検
光子（６）を介した光を収束するコンデンサレンズ、
（８）はコンデンサレンズ（６）を入射端として光を伝
送する光ファイバ、（９）は受光素子を含み光ファイバ
（８）を介した光を検出する光受信器である。
次に、第８図に示した一般的な光応用磁界センサの動作
について説明する。
について説明する。
光源（１）から放射された光は、光ファイバ（２）を介
してコリメータレンズ（３）に導かれ、平行光となった
後、偏光子（４）により直線偏光されて磁気光学素子
（５）を通過する。
してコリメータレンズ（３）に導かれ、平行光となった
後、偏光子（４）により直線偏光されて磁気光学素子
（５）を通過する。
このとき、光の通過方向に磁界Ｈが印加されると、直線
偏光された光はファラデー効果により偏光面が微少角度
θだけ回転する。そして、磁気光学素子（５）の端部か
ら放射された光のうち、45°の偏光角度の成分が検光子
（６）を通過し、コンデンサレンズ（７）及び光ファイ
バ（８）を介して光受信器（９）に受光され、光量の信
号として計測される。この光量変化は、磁界Ｈ（電流）
の変化に相当するので、光応用磁界センサは磁界Ｈ又は
電流を検出することができる。
偏光された光はファラデー効果により偏光面が微少角度
θだけ回転する。そして、磁気光学素子（５）の端部か
ら放射された光のうち、45°の偏光角度の成分が検光子
（６）を通過し、コンデンサレンズ（７）及び光ファイ
バ（８）を介して光受信器（９）に受光され、光量の信
号として計測される。この光量変化は、磁界Ｈ（電流）
の変化に相当するので、光応用磁界センサは磁界Ｈ又は
電流を検出することができる。
磁気光学素子（５）を通過中のファラデー効果による偏
光面の回転角θは、磁気光学素子（５）の長さをＬとす
ると、 θ＝Ｌ・Ve・Ｈ … 但し、Ve:ベルデ定数 で表わされる。ここで、偏光子（４）と検光子（６）と
の偏光方向の相対角度が45°であることから、検光子
（６）を通過する光の光量Ｉは、偏光子（４）からの光
量をIOとし、磁気光学素子（５）での透過率を１とすれ
ば、 Ｉ＝IO（１＋sin2θ）/2 ＝IO［１＋sin（2L・Ve・Ｈ）］/2 … となる。
光面の回転角θは、磁気光学素子（５）の長さをＬとす
ると、 θ＝Ｌ・Ve・Ｈ … 但し、Ve:ベルデ定数 で表わされる。ここで、偏光子（４）と検光子（６）と
の偏光方向の相対角度が45°であることから、検光子
（６）を通過する光の光量Ｉは、偏光子（４）からの光
量をIOとし、磁気光学素子（５）での透過率を１とすれ
ば、 Ｉ＝IO（１＋sin2θ）/2 ＝IO［１＋sin（2L・Ve・Ｈ）］/2 … となる。
通常、光応用磁界センサにより計測される磁界Ｈは交流
であるため、式から明らかなように、検光子（６）を
通過する光量Ｉは、検光子（６）の相対角度45°により
半減された光量に相当する直流バイアス成分IO/2と、磁
界Ｈの強度変化に相当する交流成分IO・sin（2L・Ve・
Ｈ）］/2とを含んでいる。従って、光量Ｉは交流成分の
変化に対して直線的に変化し、光量Ｉの変化即ち光の信
号変化に基づいて磁界Ｈを測定することができる。
であるため、式から明らかなように、検光子（６）を
通過する光量Ｉは、検光子（６）の相対角度45°により
半減された光量に相当する直流バイアス成分IO/2と、磁
界Ｈの強度変化に相当する交流成分IO・sin（2L・Ve・
Ｈ）］/2とを含んでいる。従って、光量Ｉは交流成分の
変化に対して直線的に変化し、光量Ｉの変化即ち光の信
号変化に基づいて磁界Ｈを測定することができる。
又、交流成分と直流バイアス成分との比で与えられるセ
ンサ感度Ｒは、回転角θが非常に小さいので、 Ｒ＝sin（2L・Ve・Ｈ） ≒2L・Ve・Ｈ … となり、光ファイバ（８）の伝送損失とは無関係にベル
デ定数Veに依存する。従って、センサ感度Ｒは、ベルデ
定数Veに依存した温度特性を持っており、同一の磁界Ｈ
であっても温度によって測定値が異なってしまう。
ンサ感度Ｒは、回転角θが非常に小さいので、 Ｒ＝sin（2L・Ve・Ｈ） ≒2L・Ve・Ｈ … となり、光ファイバ（８）の伝送損失とは無関係にベル
デ定数Veに依存する。従って、センサ感度Ｒは、ベルデ
定数Veに依存した温度特性を持っており、同一の磁界Ｈ
であっても温度によって測定値が異なってしまう。
これを防ぐため、従来の光応用磁界センサは、例えば
「応用物理学（Appl. Phys. Lett.）」（第46巻、11
号、1985年６月１日）の第1016頁及び第1017頁に記載さ
れたように、LD又はLEDに干渉フィルタを組み合わせた
ものを光源（１）として用い、狭帯域の零点波長λＺの
光を発生させている。
「応用物理学（Appl. Phys. Lett.）」（第46巻、11
号、1985年６月１日）の第1016頁及び第1017頁に記載さ
れたように、LD又はLEDに干渉フィルタを組み合わせた
ものを光源（１）として用い、狭帯域の零点波長λＺの
光を発生させている。
第９図〜第11図は上記文献に示された特性図であり、第
９図は組成比Ｘが0.15のときのベルデ定数Veの波長特
性、第10図は組成比Ｘが0.15のときのベルデ定数Veの温
度特性、第11図は組成比Ｘに対する零点波長λＺ及びこ
の零点波長における零点ベルデ定数ＶＺの特性をそれぞ
れ示している。ここでは、ベルデ定数Veの単位を［度/m
m・Ｔ］（但し、Ｔ［テスラ］＝104Ｇ［ガウス］）とし
ている。
９図は組成比Ｘが0.15のときのベルデ定数Veの波長特
性、第10図は組成比Ｘが0.15のときのベルデ定数Veの温
度特性、第11図は組成比Ｘに対する零点波長λＺ及びこ
の零点波長における零点ベルデ定数ＶＺの特性をそれぞ
れ示している。ここでは、ベルデ定数Veの単位を［度/m
m・Ｔ］（但し、Ｔ［テスラ］＝104Ｇ［ガウス］）とし
ている。
第９図の各温度（‐60℃、20℃、100℃）における波長
特性から、ベルデ定数Veが温度上昇に伴い長波長側では
減少し且つ短波長側では増加することが分かり、又、第
10図の各波長（755nm、775nm、795nm、815nm）における
温度特性から、ベルデ定数Veが温度に対してほぼ直線的
に変化することが分かる。又、第９図及び第10図から、
ベルデ定数Veが温度に依存しない波長、即ちベルデ定数
Veの温度変化を相殺する零点波長λＺが、790nm付近に
存在することが分かる。零点波長λＺは、第11図に示し
たように磁気光学素子（５）の組成比Ｘに依存し、組成
比Ｘが0.15の付近では、組成比Ｘに対して直線的に変化
する。又、零点ベルデ定数VZも組成比Ｘに対してほぼ直
線的に変化する。
特性から、ベルデ定数Veが温度上昇に伴い長波長側では
減少し且つ短波長側では増加することが分かり、又、第
10図の各波長（755nm、775nm、795nm、815nm）における
温度特性から、ベルデ定数Veが温度に対してほぼ直線的
に変化することが分かる。又、第９図及び第10図から、
ベルデ定数Veが温度に依存しない波長、即ちベルデ定数
Veの温度変化を相殺する零点波長λＺが、790nm付近に
存在することが分かる。零点波長λＺは、第11図に示し
たように磁気光学素子（５）の組成比Ｘに依存し、組成
比Ｘが0.15の付近では、組成比Ｘに対して直線的に変化
する。又、零点ベルデ定数VZも組成比Ｘに対してほぼ直
線的に変化する。
従って、光源（１）としてLDを用い、中心波長が零点波
長λＺと一致し且つ狭帯域（半値幅が1nm程度）の波長
分布を有する光を磁気光学素子（５）に入射することに
より、温度依存性が小さい高感度の光応用磁界センサを
実現している。又、光源（１）として半値幅が50nm程度
の広帯域の波長分布を有するLEDを用いる場合は、光学
系に干渉フィルタを組み込んで狭帯域化している。
長λＺと一致し且つ狭帯域（半値幅が1nm程度）の波長
分布を有する光を磁気光学素子（５）に入射することに
より、温度依存性が小さい高感度の光応用磁界センサを
実現している。又、光源（１）として半値幅が50nm程度
の広帯域の波長分布を有するLEDを用いる場合は、光学
系に干渉フィルタを組み込んで狭帯域化している。
しかし、LDを用いた光応用磁界センサは、例えば「量子
電子機関誌（IEEE Journal of Quantum Electronic)」の
Vol.QE-18,No.10に記載されているように、LDの光量即
ち直流バイアス成分の変動が大きいことから、SN比（精
度）が悪くなることが知られている。又、LEDに干渉フ
ィルタを組み合わせると、光量が減少してセンサ感度が
悪くなることは明らかである。
電子機関誌（IEEE Journal of Quantum Electronic)」の
Vol.QE-18,No.10に記載されているように、LDの光量即
ち直流バイアス成分の変動が大きいことから、SN比（精
度）が悪くなることが知られている。又、LEDに干渉フ
ィルタを組み合わせると、光量が減少してセンサ感度が
悪くなることは明らかである。
［発明が解決しようとする課題］ 従来の光応用磁界センサは以上のように、LDを又はLED
に干渉フィルタを組み合わせたものを光源（１）として
狭帯域の光を用いているので、十分な精度及びセンサ感
度が得られないという問題点があった。
に干渉フィルタを組み合わせたものを光源（１）として
狭帯域の光を用いているので、十分な精度及びセンサ感
度が得られないという問題点があった。
この発明は上記のような問題点を解決するためになされ
たもので、高精度且つ高感度の光応用磁気センサを得る
ことを目的とする。
たもので、高精度且つ高感度の光応用磁気センサを得る
ことを目的とする。
［課題を解決するための手段］ この発明に係る光応用磁界センサは、磁界測定に用いら
れる光の波長分布を、中心波長が零点波長の近傍で半値
幅が10nm〜60nm程度であり、且つ使用上限温度での磁気
光学素子の吸収端波長より短波長側の光量がほぼ零とな
るように設定し、実効的ベルデ定数の温度変動をほぼ零
としたものである。
れる光の波長分布を、中心波長が零点波長の近傍で半値
幅が10nm〜60nm程度であり、且つ使用上限温度での磁気
光学素子の吸収端波長より短波長側の光量がほぼ零とな
るように設定し、実効的ベルデ定数の温度変動をほぼ零
としたものである。
［作用］ この発明においては、ベルデ定数の波長特性が温度変化
により零点波長を中心として相補的に変化することに着
目し、中心波長が零点波長の近傍で広帯域の光を用いて
実効的ベルデ定数の温度変動を相殺し、且つ使用上限温
度での磁気光学素子の吸収端波長より短波長側の光量を
ほぼ零の光を用いて光量の減少を防ぐ。
により零点波長を中心として相補的に変化することに着
目し、中心波長が零点波長の近傍で広帯域の光を用いて
実効的ベルデ定数の温度変動を相殺し、且つ使用上限温
度での磁気光学素子の吸収端波長より短波長側の光量を
ほぼ零の光を用いて光量の減少を防ぐ。
［実施例］ 以下、この発明の一実施例を図について説明する。尚、
この発明の一実施例の構成は第８図に示した通りであ
り、磁界検出に用いられる光の波長分布を、実効的ベル
デ定数が温度変動しない所定の範囲に設定した点のみが
異なる。従って、基本的な動作は前述と同様であり、こ
こでは説明しない。
この発明の一実施例の構成は第８図に示した通りであ
り、磁界検出に用いられる光の波長分布を、実効的ベル
デ定数が温度変動しない所定の範囲に設定した点のみが
異なる。従って、基本的な動作は前述と同様であり、こ
こでは説明しない。
第１図はこの発明の一実施例を説明するための特性図で
あり、磁気光学素子（５）（第８図参照）のマンガンMn
の組成比Ｘが0.38のときの、ベルデ定数Ve及び光の透過
率Ｔ（吸収特性）の各波長特性を示している。ここで
は、ベルデ定数Veの単位を［分/cm・Ｇ］（但し、
［分］は［度］/60）としている。
あり、磁気光学素子（５）（第８図参照）のマンガンMn
の組成比Ｘが0.38のときの、ベルデ定数Ve及び光の透過
率Ｔ（吸収特性）の各波長特性を示している。ここで
は、ベルデ定数Veの単位を［分/cm・Ｇ］（但し、
［分］は［度］/60）としている。
この場合、零点波長λＺは693nmである。又、磁気光学
素子（５）が半導体であるため、吸収端波長λＡより短
波長側の光は吸収されるが、この吸収端波長λＡは、温
度上昇に伴って長波長側に移動する。ここで、使用温度
範囲を−20℃〜60℃とすると、使用上限温度60℃での吸
収端波長λＡは約640nmとなる。
素子（５）が半導体であるため、吸収端波長λＡより短
波長側の光は吸収されるが、この吸収端波長λＡは、温
度上昇に伴って長波長側に移動する。ここで、使用温度
範囲を−20℃〜60℃とすると、使用上限温度60℃での吸
収端波長λＡは約640nmとなる。
従って、実効的ベルデ定数ｅの温度変動をほぼ零とす
るための光の波長分布は、中心波長λＯが零点波長λＺ
の近傍で、半値幅Ｄが10nm〜50nm程度の広帯域であり、
且つ吸収端波長λＡより短波長側の光量はほぼ零となる
ように設定されている。通常、このような波長分布の光
を放射する光源（１）としてはLEDが用いられる。
るための光の波長分布は、中心波長λＯが零点波長λＺ
の近傍で、半値幅Ｄが10nm〜50nm程度の広帯域であり、
且つ吸収端波長λＡより短波長側の光量はほぼ零となる
ように設定されている。通常、このような波長分布の光
を放射する光源（１）としてはLEDが用いられる。
尚、実効的ベルデ定数ｅは、各波長毎のベルデ定数Ve
（λ）を光の波長分布に関し加重平均化して、 ｅ＝∫Ve（λ）IO（λ）ｄλ／IO * … から求められる値である。但し、IO（λ）は各波長毎の
光量、IO *は平均光量であり、 IO *＝∫IO（λ）ｄλ で表わされる。式から得られる実効的ベルデ定数ｅ
を前述の式に代入すると、検光子（６）を通過する光
量Ｉは、 Ｉ＝IO *［１＋sin（2L・Ｈ・ｅ）］/2 ≒I* O（１＋2L・Ｈ・ｅ）/2 … となる。
（λ）を光の波長分布に関し加重平均化して、 ｅ＝∫Ve（λ）IO（λ）ｄλ／IO * … から求められる値である。但し、IO（λ）は各波長毎の
光量、IO *は平均光量であり、 IO *＝∫IO（λ）ｄλ で表わされる。式から得られる実効的ベルデ定数ｅ
を前述の式に代入すると、検光子（６）を通過する光
量Ｉは、 Ｉ＝IO *［１＋sin（2L・Ｈ・ｅ）］/2 ≒I* O（１＋2L・Ｈ・ｅ）/2 … となる。
実際は、第１図から明らかなように磁気光学素子（５）
の透過率Ｔは１ではないので、光源（１）側の光量をIO
（λ）として、各波長毎の透過率Ｔ（λ）を考慮すれ
ば、磁気光学素子（５）を通過して検光子（６）に入射
される透過光量IoT（λ）は、 IoT（λ）＝Io（λ）Ｔ（λ）… となる。
の透過率Ｔは１ではないので、光源（１）側の光量をIO
（λ）として、各波長毎の透過率Ｔ（λ）を考慮すれ
ば、磁気光学素子（５）を通過して検光子（６）に入射
される透過光量IoT（λ）は、 IoT（λ）＝Io（λ）Ｔ（λ）… となる。
従って、実効的ベルデ定数ｅは、正確には、式のIo
（λ）にIoT（λ）を代入した式、 ｅ＝∫Ve（λ）IoT（λ）ｄλ／∫IoT（λ）ｄλ で表わされる。
（λ）にIoT（λ）を代入した式、 ｅ＝∫Ve（λ）IoT（λ）ｄλ／∫IoT（λ）ｄλ で表わされる。
第２図は使用温度範囲内（−20℃〜60℃）での実効的ベ
ルデ定数ｅの温度変動の割合Ｋ［％］と光の中心波長
λｏとの関係を、各半値幅Ｄ（＝10nm、20nm、…、70n
m）について絶対値で示した特性図である。
ルデ定数ｅの温度変動の割合Ｋ［％］と光の中心波長
λｏとの関係を、各半値幅Ｄ（＝10nm、20nm、…、70n
m）について絶対値で示した特性図である。
図から明らかなように、光源（１）から放射される光の
半値幅Ｄが狭いほど、実効的ベルデ定数ｅの温度変動
の割合Ｋは、ベルデ定数Veの波長特性温度変動の割合に
近くなる。従って、半値幅Ｄが40nm以下の場合は、中心
波長λｏを零点波長λｚ（＝693nm）の近傍に設定すれ
ば、Ｋ≒０となることが分かる。このとき、第１図に示
したようにベルデ定数Veの温度変動幅は、零点波長λＺ
の長波長側よりも短波長側のほうが大きいので、Ｋ≒０
を満たす中心波長λｏは、半値幅Ｄが広くなるほど零点
波長λｚよりも長波長側にシフトする。
半値幅Ｄが狭いほど、実効的ベルデ定数ｅの温度変動
の割合Ｋは、ベルデ定数Veの波長特性温度変動の割合に
近くなる。従って、半値幅Ｄが40nm以下の場合は、中心
波長λｏを零点波長λｚ（＝693nm）の近傍に設定すれ
ば、Ｋ≒０となることが分かる。このとき、第１図に示
したようにベルデ定数Veの温度変動幅は、零点波長λＺ
の長波長側よりも短波長側のほうが大きいので、Ｋ≒０
を満たす中心波長λｏは、半値幅Ｄが広くなるほど零点
波長λｚよりも長波長側にシフトする。
又、半値幅Ｄが50nm以上になると、使用上限温度の吸収
端波長λＡの影響を受けるため、Ｋ≒０にならなくな
る。この場合、半値幅Ｄが広くなるほど吸収端波長λＡ
の影響を多く受けて光量が減少するため、Ｋの特性は曲
線的になる。
端波長λＡの影響を受けるため、Ｋ≒０にならなくな
る。この場合、半値幅Ｄが広くなるほど吸収端波長λＡ
の影響を多く受けて光量が減少するため、Ｋの特性は曲
線的になる。
第１図及び第２図から明らかなように、磁気光学素子
（５）として、Cd1-ＸMnＸTeのマンガンの組成比Ｘが0.
38の材料を用いた場合、中心波長λｏが693nm〜697nmで
半値幅Ｄが10nm〜40nmの光を用い、吸収端波長λＡより
短波長側の波長分布の光量をほぼ零とすればＫ≒０とな
る。又、中心波長λｏが682nm〜720nmで半値幅Ｄが10nm
〜50nmの光を用いた場合、Ｋは実用レベルの１％以下と
なる。
（５）として、Cd1-ＸMnＸTeのマンガンの組成比Ｘが0.
38の材料を用いた場合、中心波長λｏが693nm〜697nmで
半値幅Ｄが10nm〜40nmの光を用い、吸収端波長λＡより
短波長側の波長分布の光量をほぼ零とすればＫ≒０とな
る。又、中心波長λｏが682nm〜720nmで半値幅Ｄが10nm
〜50nmの光を用いた場合、Ｋは実用レベルの１％以下と
なる。
このとき、光の波長成分がガウス分布しているとする
と、使用上限温度での吸収端波長λＡの影響を受ける光
量、即ち吸収端波長λＡより短波長側の光量の割合は、
Ｄ＝50nmの場合1.3％、Ｄ＝60nmの場合2.7％である。通
常、吸収端波長λＡの影響を受ける割合が２％以下であ
ればＫが１％以下となるので、半値幅Ｄが50nm以下の光
が使用可能なことが分かる。
と、使用上限温度での吸収端波長λＡの影響を受ける光
量、即ち吸収端波長λＡより短波長側の光量の割合は、
Ｄ＝50nmの場合1.3％、Ｄ＝60nmの場合2.7％である。通
常、吸収端波長λＡの影響を受ける割合が２％以下であ
ればＫが１％以下となるので、半値幅Ｄが50nm以下の光
が使用可能なことが分かる。
又、第３図及び第４図は、実効的ベルデ定数の温度変動
をほぼ零とするような光が、０＜Ｘ＜0.7の範囲の任意
の組成比Ｘに対して設定できることを示した特性図であ
る。図において、EAは吸収端波長λＡに相当する光エネ
ルギ（吸収端エネルギ）、EZは零点波長λＺに相当する
光エネルギ（零点エネルギ）である。
をほぼ零とするような光が、０＜Ｘ＜0.7の範囲の任意
の組成比Ｘに対して設定できることを示した特性図であ
る。図において、EAは吸収端波長λＡに相当する光エネ
ルギ（吸収端エネルギ）、EZは零点波長λＺに相当する
光エネルギ（零点エネルギ）である。
第３図は組成比Ｘに対する吸収端エネルギEA及び零点エ
ネルギEZの特性を示し、吸収端波長λＡ及び零点波長λ
Ｚに相当する各光エネルギEA及びEZは、組成比Ｘの一次
関数で増加している。従って、或る組成比Ｘの磁気光学
素子（５）に対して、吸収端エネルギEA及び零点エネル
ギEZは、 EA＝1.467＋1.296X … EZ＝1.419＋0.966X … で与えられることが分かる。
ネルギEZの特性を示し、吸収端波長λＡ及び零点波長λ
Ｚに相当する各光エネルギEA及びEZは、組成比Ｘの一次
関数で増加している。従って、或る組成比Ｘの磁気光学
素子（５）に対して、吸収端エネルギEA及び零点エネル
ギEZは、 EA＝1.467＋1.296X … EZ＝1.419＋0.966X … で与えられることが分かる。
第４図は組成比Ｘに対する半値幅Ｄの許容範囲を斜線で
示すと共に、ほぼ中心波長λｏに相当する零点エネルギ
EZを同図内に示している。半値幅許容範囲は、実効的ベ
ルデ定数ｅの温度変動の割合Ｋ（第２図参照）が１％
以下となる半値幅Ｄのことであり、組成比Ｘの増加に伴
って広くなる。なぜなら、組成比Ｘの増加により吸収端
波長λＡが零点波長λＺよりも顕著に短波長側にシフト
し（第３図参照）、吸収端波長λＡによる影響が減少す
るからである。
示すと共に、ほぼ中心波長λｏに相当する零点エネルギ
EZを同図内に示している。半値幅許容範囲は、実効的ベ
ルデ定数ｅの温度変動の割合Ｋ（第２図参照）が１％
以下となる半値幅Ｄのことであり、組成比Ｘの増加に伴
って広くなる。なぜなら、組成比Ｘの増加により吸収端
波長λＡが零点波長λＺよりも顕著に短波長側にシフト
し（第３図参照）、吸収端波長λＡによる影響が減少す
るからである。
第３図及び第４図から明らかなように、組成比Ｘに応じ
た所要の中心波長λｏ及び半値幅Ｄの光を用い、吸収端
波長λＡより短波長側の光量をほぼ零に設定すれば、実
効的ベルデ定数ｅの温度変動をほぼ零（１％以下）に
できる。また、第４図から明らかなように、半値幅Ｄの
許容範囲は、その上限が60nm程度である。
た所要の中心波長λｏ及び半値幅Ｄの光を用い、吸収端
波長λＡより短波長側の光量をほぼ零に設定すれば、実
効的ベルデ定数ｅの温度変動をほぼ零（１％以下）に
できる。また、第４図から明らかなように、半値幅Ｄの
許容範囲は、その上限が60nm程度である。
例えば、組成比Ｘが0.38〜0.56の磁気光学素子（５）の
場合、中心波長λｏが可視光（630nm〜690nm）で半値幅
Ｄが20nm〜30nmのLEDを光源（１）に用いることができ
る。又、組成比Ｘが0.04〜0.135の場合は、中心波長λ
ｏが赤外線（800nm〜850nm）で半値幅Ｄが10nm〜20nmの
LEDを光源（１）に用いることができる。
場合、中心波長λｏが可視光（630nm〜690nm）で半値幅
Ｄが20nm〜30nmのLEDを光源（１）に用いることができ
る。又、組成比Ｘが0.04〜0.135の場合は、中心波長λ
ｏが赤外線（800nm〜850nm）で半値幅Ｄが10nm〜20nmの
LEDを光源（１）に用いることができる。
尚、上記実施例では、光源（１）から所要の波長分布の
光を放射するようにしたが、以下に説明するように、使
用される光の短波長側の光量を遮断するようにしてもよ
い。
光を放射するようにしたが、以下に説明するように、使
用される光の短波長側の光量を遮断するようにしてもよ
い。
第５図はこの発明の他の実施例を示す構成図であり、
（１）〜（９）は前述と同様のものである。
（１）〜（９）は前述と同様のものである。
（10）は検光子（６）とコンデンサレンズ（７）との間
に挿入されたカットフィルタと呼ばれる光学フィルタで
あり、使用上限温度での磁気光学素子（５）の吸収端波
長λＡより短波長側の光を遮断するための短波長遮断手
段を構成している。尚、短波長遮断手段の機能は、偏光
子（４）又は検光子（６）等の他の光学部品の１つに付
与して一体化することもできる。
に挿入されたカットフィルタと呼ばれる光学フィルタで
あり、使用上限温度での磁気光学素子（５）の吸収端波
長λＡより短波長側の光を遮断するための短波長遮断手
段を構成している。尚、短波長遮断手段の機能は、偏光
子（４）又は検光子（６）等の他の光学部品の１つに付
与して一体化することもできる。
第６図はＸ＝0.2におけるベルデ定数Ve及び透過率Ｔの
波長特性図であり、ここでは使用温度範囲を−20℃〜50
℃としている。この場合、零点波長λＺは774nm、使用
上限温度（50℃）での吸収端波長λＡは733nmであり、
又、吸収端波長λＡの温度係数は0.29［nm/℃］であ
る。
波長特性図であり、ここでは使用温度範囲を−20℃〜50
℃としている。この場合、零点波長λＺは774nm、使用
上限温度（50℃）での吸収端波長λＡは733nmであり、
又、吸収端波長λＡの温度係数は0.29［nm/℃］であ
る。
又、第７図は、第６図の特性をもつＸ＝0.2の磁気光学
素子（５）に対して、中心波長λｏが779nmで半値幅Ｄ
が50nmの光を用いた場合の実効的ベルデ定数ｅの温度
特性を示し、破線は光学フィルタ（10）を用いない場
合、実線は光学フィルタ（10）を用いて740nm以下の波
長の光を遮断した場合の温度特性である。
素子（５）に対して、中心波長λｏが779nmで半値幅Ｄ
が50nmの光を用いた場合の実効的ベルデ定数ｅの温度
特性を示し、破線は光学フィルタ（10）を用いない場
合、実線は光学フィルタ（10）を用いて740nm以下の波
長の光を遮断した場合の温度特性である。
この場合、前述の及び式から、光量Io（λ）又は透
過光量IoT（λ）の波長分布が変化しない限りは、ベル
デ定数Veの温度特性（第10図参照）と同様に実効的ベル
デ定数ｅも直線的に変化する筈である。しかし、実際
は、温度上昇に伴って吸収端波長λＡが半値幅Ｄ内の波
長に影響するため、破線のように使用温度範囲内で２％
程度変化する。
過光量IoT（λ）の波長分布が変化しない限りは、ベル
デ定数Veの温度特性（第10図参照）と同様に実効的ベル
デ定数ｅも直線的に変化する筈である。しかし、実際
は、温度上昇に伴って吸収端波長λＡが半値幅Ｄ内の波
長に影響するため、破線のように使用温度範囲内で２％
程度変化する。
これに対し、光学フィルタ（10）を用いた場合は、実効
的ベルデ定数ｅの温度特性が実線のように向上し、使
用温度範囲内で0.1％程度の変動幅となる。尚、光学フ
ィルタ（10）の付加による全体の光量の減少は、波長分
布の小光量部分のみの遮断であるため５％程度であり、
センサ感度にはほとんど影響を与えない。
的ベルデ定数ｅの温度特性が実線のように向上し、使
用温度範囲内で0.1％程度の変動幅となる。尚、光学フ
ィルタ（10）の付加による全体の光量の減少は、波長分
布の小光量部分のみの遮断であるため５％程度であり、
センサ感度にはほとんど影響を与えない。
以上のように、広帯域の光を用いて磁界検出用の光量を
十分にとることにより、センサ感度は高くなり、又、セ
ンサ感度に相当する実効的ベルデ定数ｅの温度変動が
少ないため精度も向上する。又、第１実施例の光源
（１）を用いて第２実施例の光学フィルタ（10）を付加
すれば、更に精度が向上することは言うまでもない。
十分にとることにより、センサ感度は高くなり、又、セ
ンサ感度に相当する実効的ベルデ定数ｅの温度変動が
少ないため精度も向上する。又、第１実施例の光源
（１）を用いて第２実施例の光学フィルタ（10）を付加
すれば、更に精度が向上することは言うまでもない。
［発明の効果］ 以上のようにこの発明によれば、磁界測定に用いられる
光の波長分布を、中心波長が零点波長の近傍で半値幅が
10nm〜60nm程度であり、且つ使用上限温度での磁気光学
素子の吸収端波長より短波長側の光量がほぼ零となるよ
うに設定し、実効的ベルデ定数の温度変動をほぼ零とし
たので、高精度且つ高感度の光応用磁界センサが得られ
る効果がある。
光の波長分布を、中心波長が零点波長の近傍で半値幅が
10nm〜60nm程度であり、且つ使用上限温度での磁気光学
素子の吸収端波長より短波長側の光量がほぼ零となるよ
うに設定し、実効的ベルデ定数の温度変動をほぼ零とし
たので、高精度且つ高感度の光応用磁界センサが得られ
る効果がある。
第１図はこの発明の一実施例を説明するためのベルデ定
数及び透過率の波長特性図、第２図は実効的ベルデ定数
の温度変動の割合ト中心波長との関係を示す特性図、第
３図は組成比に対する吸収端波長及び零点波長に相当す
るエネルギの特性図、第４図は組成比に対する半値幅許
容範囲の特性図、第５図はこの発明の他の実施例を示す
構成図、第６図は第２実施例を説明するためのベルデ定
数及び透過率の波長特性図、第７図は実効的ベルデ定数
の温度特性図、第８図は一般的な光応用磁界センサを示
す構成図、第９図はベルデ定数の波長特性図、第10図は
ベルデ定数の温度特性図、第11図は組成比に対する零点
波長の特性図である。 （１）……光源、（５）……磁気光学素子 （10）……光学フィルタ、Ｈ……磁界 Ｘ……組成比、Ve……ベルデ定数 ｅ……実効的ベルデ定数、λ……波長 λＺ……零点波長、λｏ……中心波長 Ｄ……半値幅、λＡ……吸収端波長 尚、図中、同一符号は同一又は相当部分を示す。
数及び透過率の波長特性図、第２図は実効的ベルデ定数
の温度変動の割合ト中心波長との関係を示す特性図、第
３図は組成比に対する吸収端波長及び零点波長に相当す
るエネルギの特性図、第４図は組成比に対する半値幅許
容範囲の特性図、第５図はこの発明の他の実施例を示す
構成図、第６図は第２実施例を説明するためのベルデ定
数及び透過率の波長特性図、第７図は実効的ベルデ定数
の温度特性図、第８図は一般的な光応用磁界センサを示
す構成図、第９図はベルデ定数の波長特性図、第10図は
ベルデ定数の温度特性図、第11図は組成比に対する零点
波長の特性図である。 （１）……光源、（５）……磁気光学素子 （10）……光学フィルタ、Ｈ……磁界 Ｘ……組成比、Ve……ベルデ定数 ｅ……実効的ベルデ定数、λ……波長 λＺ……零点波長、λｏ……中心波長 Ｄ……半値幅、λＡ……吸収端波長 尚、図中、同一符号は同一又は相当部分を示す。
───────────────────────────────────────────────────── フロントページの続き (72)発明者 長尾 千恵 兵庫県尼崎市塚口本町８丁目１番１号 三 菱電機株式会社材料研究所内 (72)発明者 三上 登 兵庫県尼崎市塚口本町８丁目１番１号 三 菱電機株式会社材料研究所内 (72)発明者 沢田 隆夫 兵庫県尼崎市塚口本町８丁目１番１号 三 菱電機株式会社材料研究所内 (56)参考文献 特開 昭61−223719（ＪＰ，Ａ) 特開 昭64−59181（ＪＰ，Ａ) 特開 昭58−61476（ＪＰ，Ａ) 特開 昭59−81570（ＪＰ，Ａ) Ｊｏｕｒｎａｌ ｏｆ Ｃｒｙｓｔａｌ Ｇｒｏｎｔｈ 第52巻 第614〜618頁 （1981年)
Claims (2)
- 【請求項１】ファラデー効果により磁界の強度を光の信
号に変換する磁気光学素子の材料として、 Cd1-xMnxTe 但し、x:マンガンの組成比（０＜ｘ＜0.7） を用い、前記磁気光学素子を通過した光の信号変化に基
づいて前記光の通過方向に印加される磁界を検出する光
応用磁界センサにおいて、前記信号変化の比例係数とな
るベルデ定数が温度変化しない前記光の波長を零点波長
とし、又、各波長毎のベルデ定数Ve（λ）を前記光の波
長分布に関し加重平均化して、 ｅ＝∫Ve（λ）ＩOT（λ）ｄλ／∫ＩOT（λ）ｄλ 但し、IOT（λ）：各波長毎の透過光量 から得られる値を実効的ベルデ定数ｅとしたとき、前
記光の波長分布を、中心波長が前記零点波長の近傍で半
値幅が10nm以上、60nm以下であり、且つ使用上限温度で
の前記磁気光学素子の吸収端波長より短波長側の光量が
ほぼ零となるように設定し、前記実効的ベルデ定数ｅ
の温度変動をほぼ零としたことを特徴とする光応用磁界
センサ。 - 【請求項２】使用上限温度での磁気光学素子の吸収端波
長より短波長側の光を遮断するための短波長遮断手段を
設けたことを特徴とする特許請求の範囲第１項記載の光
応用磁界センサ。
Priority Applications (1)
| Application Number | Priority Date | Filing Date | Title |
|---|---|---|---|
| JP17872088A JPH0670669B2 (ja) | 1988-07-18 | 1988-07-18 | 光応用磁界センサ |
Applications Claiming Priority (1)
| Application Number | Priority Date | Filing Date | Title |
|---|---|---|---|
| JP17872088A JPH0670669B2 (ja) | 1988-07-18 | 1988-07-18 | 光応用磁界センサ |
Publications (2)
| Publication Number | Publication Date |
|---|---|
| JPH0228573A JPH0228573A (ja) | 1990-01-30 |
| JPH0670669B2 true JPH0670669B2 (ja) | 1994-09-07 |
Family
ID=16053390
Family Applications (1)
| Application Number | Title | Priority Date | Filing Date |
|---|---|---|---|
| JP17872088A Expired - Lifetime JPH0670669B2 (ja) | 1988-07-18 | 1988-07-18 | 光応用磁界センサ |
Country Status (1)
| Country | Link |
|---|---|
| JP (1) | JPH0670669B2 (ja) |
-
1988
- 1988-07-18 JP JP17872088A patent/JPH0670669B2/ja not_active Expired - Lifetime
Non-Patent Citations (1)
| Title |
|---|
| ＪｏｕｒｎａｌｏｆＣｒｙｓｔａｌＧｒｏｎｔｈ第５２巻第６１４〜６１８頁（１９８１年） |
Also Published As
| Publication number | Publication date |
|---|---|
| JPH0228573A (ja) | 1990-01-30 |
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