专利名称：利用一维光子晶体的光学元件及利用其的分光装置的制作方法
技术领域：
本发明涉及一种光学元件，特别是应用在光通信系统、光测量系统等中的波长色散元件。
背景技术：
众所周知，具有在其中以大约光波长的间隔周期地排列不同折射率的绝缘材料的结构的光子晶体具有以下特性(a)由光子带隙限制光；(b)由于唯一的光子能带结构，非常大的波长色散；以及(c)在传播光的群速度中的反常。
已经提出了多种利用这些特性的光学元件。
光子晶体可以根据具有周期结构的方向的数目分为三组，如下(i)一维光子晶体；(ii)二维光子晶体；以及(iii)三维光子晶体。
例如，最简单的一维光子晶体是以使得在平行平面衬底上交替叠压两类薄膜(如SiO2和TiO2)的这种方式形成的多层介质滤光器。多层介质滤光器已经得到实用。因为这种结构沿周期方向具有光子带隙，所以这种结构具有只反射特定波长范围的光的功能。此外，因为关于斜入射光在光子带隙中的波长范围，按照偏振的方向的不同而不同，这种结构可以被用来起到偏振光滤光器的作用。
尽管一维光子晶体具有容易生产的巨大优点，因为除了前述滤光器，几乎没有很好利用光子晶体的特性的方法，一维光子晶体仍然没有得到与二维和三维光子晶体一样多的研究。但是，虽然一维光子晶体在“由光子带隙限制光”功能上不如二维和三维光子晶体，一维光子晶体可以充分利用“由于唯一的能带结构，非常大的波长色散”或“在传播光的群速度中的反常”的特性。作为利用这些特性的装置，存在其中多层膜的端面，即，暴露多层结构的表面被用作光输入表面或光输出表面的示例。
例如，在《应用物理B》，1986年，39卷，231页中已经描述了入射到多层膜的倾斜部分上的光线的方向的理论分析。已经公开了这样的事实为了通过结构双折射来分离偏振光，可以通过利用多层膜的折射率根据偏振是TE偏振还是TH偏振而较大变化的特性(所谓结构双折射)来获得与在双折射材料中相同的偏振光分离效应(《光学快报》，1990年，15卷，第9号，516页)。还有关于因为周期多层膜的第一光子能带的形状在带隙附近是线性的，可以获得非常大的色散(超棱镜效应)的另一报道(《光子和电磁晶体结构国际研讨会》技术文摘，F1-3)。
作为二维光子晶体，已经很好的研究了其中通过光刻的应用在衬底上的薄膜中排列气孔的结构。如果在气孔的排列上形成线性缺陷，线性缺陷的部分可以被作为光波导。
如果在三维光子晶体的所有方向都提供光子带隙，可以提供三维波导。因此，当采用三维光子晶体时，存在在大约1mm见方的元件中集合大量的光学元件的期望。
利用光子晶体的分光元件也被称为超棱镜。相比于通常的棱镜或衍射光栅可以得到非常大的波长色散。例如，《物理评论B》，1998年，58卷，第16号，R1096页报道了在使用三维光子晶体中角色散每1％波长的差别为几十度。例如，当波长色散大的材料被用作在波分复用(WDM)通信中用于分离包含不同波长信号的分光元件时，整个装置的尺寸可以减小到非常小。
附带地，当光子晶体被用作实用的分光元件时，存在一些问题。
平行光通量由衍射现象以特定角度展开。当光通量变细时，光通量的展开变宽。因此，更好的是光通量充分地粗以获得具有高波长分辨能力的分光元件。相反地，如果光通量细，即使具有大的由于波长而不同的角差别的分光元件也不能表现出高分辨能力。
为了确保这种粗光通量，元件的尺寸必须大到一定的程度。此外，不可避免的光在元件中传播的光通路的长度变长。但是，在二维或三维光子晶体的情况下生产大元件是困难的。此外，光在元件中的衰减通常表现出巨大的数值。因此，很难形成实用的分光元件。
发明内容
本发明用来解决这些问题，以及本发明的一个目的是提供一种大波长色散的分光元件。本发明的另一个目的是提供一种利用分光元件的小尺寸的分光装置。
在本发明中，以如下的方式获得大波长色散的分光元件沿处理成棱镜形的一维光子晶体(周期结构多层膜)的非周期方向输入光，使得通过光子晶体传播属于高阶能带的波，从而获得大波长色散。因为已经建立了用于生产这种周期多层膜的方法，可以大规模生产大面积的周期多层膜。
通过以下的装置获得前述的操作。
按照本发明的利用一维光子晶体的光学元件包括至少其一部分是被看作具有预定周期的一维光子晶体的周期结构部分的多层结构。多层结构具有两个实质上垂直于多层结构的层表面的端面。两个端面之一作为光输入表面而另外一个作为光输出表面。光输出表面以倾角倾斜于光输入表面。将入射到光输入表面上的输入光束、在多层结构中传播的光束和从光输出表面显露出的输出光束的传播方向设置成垂直于周期结构部分的周期方向。
把周期结构多层膜处理为棱镜形，从而获得具有前述结构的光学元件。
更好地，相邻或相接于光输入表面，提供相位调制单元。当由相位调制单元以与光子晶体的周期和方向相同的周期和方向相位调制输入光时，可以只传播特定的高阶能带光。
更好地，在这种情况下，相邻或相接于光输出表面，提供相位调制单元。通过相位调制单元，可以作为平面波输出传播过来的高阶能带光。
更好地，在一个或每个平行于多层结构的层表面的多层结构的相对表面上提供反射层。可以通过周期多层膜获得反射层。反射层的形成可以防止在光学元件中传播的光从除了光输出表面之外的其他表面作为损耗射出。
更好地，能够作为属于第二最低耦合光子能带的波传播的光被用作通过周期结构部分传播的光。
利用光学元件的分光装置包括所述光学元件、用于将波分复用光信号输入到所述光学元件的光输入表面的光输入光学系统和用于依照波长来区别从光学元件分光输出的光信号的光输出光学系统。更好地，光输入光学系统包括用于将输入光束转换为平行光束的准直单元。通过准直单元，可以获得宽输入光，从而可以改进分光装置的角分辨能力。
更好地，光输入光学系统包括用于引导波分复用光信号的线形光波导或光纤；具有与线形光波导或光纤的光输出端相连接的输入端和与光学元件的光输入表面相连接的输出端的板形光波导；以及用于将传播的光束转换为平行光束的、在板形光波导中提供的光束会聚元件。
更好地，光输出光学系统包括用于将从光学元件分光输出的光信号耦合到多个光传播单元的光耦合单元。特别更好地，光输出光学系统包括具有与光学元件的光输出表面相连接的输入端的板形光波导；与板形光波导的输出端相连接的多个线形光波导或光纤；以及用于将传播的光束耦合到多个线形光波导或光纤的、在板形光波导中提供的光束会聚元件。
更好地，光束会聚元件是在板形光波导中提供的、而且是折射率与板形光波导不同并且形状像透镜的部分的波导透镜。或者光束会聚元件是在板形光波导中提供的衍射透镜。或者以一种结构形成光束会聚元件，在所述的结构中，以曲面形成板形光波导和光学元件的光输入表面或光输出表面间的界面。
图1是示出了光在周期多层膜中的传播的典型视图；图2是示出了周期多层膜的光子能带结构(TE偏振)的曲线图；图3是示出了周期多层膜的光子能带结构(TM偏振)的曲线图；图4是示出了在具有三棱镜结构的一维光子晶体中的光折射的状态的视图；图5是示出了在第一光子能带传播光中的电场的典型视图；图6是示出了在高阶耦合光子能带传播光中的电场的典型视图；图7是示出了在提供有相位光栅的周期多层膜中传播的光的典型视图；图8是示出了分别在输入侧和输出侧提供相位光栅的情况的典型视图；图9是用于解释在输入侧放置相位光栅的结构中各部分的参数的视图；图10是示出了由两个平面波的干涉作为输入光获得的波的情况的典型视图；图11是示出了由三个平面波的干涉获得的波作为输入光的情况的典型视图；图12是示出了其中在多层膜的相对表面上提供反射层的结构的典型视图；图13是示出了其中在多层膜的相对表面上提供另一多层膜作为反射层的结构的典型视图；图14A和图14B是用于解释为了光的限制而提供的一维光子晶体的能带条件的视图；图15是按照本发明利用具有三棱镜结构的一维光子晶体的分光元件的概念图；图16是按照本发明示出利用三棱镜形一维光子晶体的波导型解复用/复用元件；图17示出了其中作为曲面形成每个一维光子晶体和板形波导之间的界面的示例；图18是用于解释利用三棱镜形一维光子晶体的分光元件的计算示例的条件的视图；图19A和图19B是用于解释传统的计算在光斜入射处的相位光栅厚度的方法的视图；图20是示出了一维光子晶体的能带曲线及按照每个能带曲线的有效折射率的曲线图；图21A到图21C是示出了关于光斜入射到一维光子晶体上的折射光的电磁波模拟结果的视图(在不提供相位光栅的情况下)；图22是示出了关于沿Y轴方向的光的限制的另一电磁波模拟的结果的视图(在不提供相位光栅的情况下)；图23是示出了关于沿Y轴方向的光的限制的另一电磁波模拟的结果的视图(在不提供相位光栅的情况下)；图24A到图24C是示出了关于光斜入射到一维光子晶体上的折射光的另一电磁波模拟结果的视图(在不提供相位光栅的情况下)；图25A到图25C是示出了关于光斜入射到一维光子晶体上的折射光的另一电磁波模拟结果的视图(在不提供相位光栅的情况下)；图26A和图26B是示出了关于光斜入射到一维光子晶体上的折射光的电磁波模拟结果的视图(在提供相位光栅的情况下)；图27A和图27B是示出了关于光斜入射到一维光子晶体上的折射光的另一电磁波模拟结果的视图(在提供相位光栅的情况下)；图28A和图28B是示出了关于光斜入射到一维光子晶体上的折射光的另一电磁波模拟结果的视图(在提供相位光栅的情况下)；图29A和图29B是示出了关于光斜入射到一维光子晶体上的折射光的另一电磁波模拟结果的视图(在提供相位光栅的情况下)；图30A和图30B是示出了关于光斜入射到一维光子晶体上的折射光的另一电磁波模拟结果的视图(在提供相位光栅的情况下)；图31A和图31B是示出了关于光斜入射到一维光子晶体上的折射光的另一电磁波模拟结果的视图(在提供相位光栅的情况下)；图32是示出了关于沿Y轴方向的光的限制的另一电磁波模拟的结果的视图(在提供相位光栅的情况下)；以及图33是示出了关于沿Y轴方向的光的限制的另一电磁波模拟的结果的视图(在提供相位光栅的情况下)。
具体实施例方式
下面将具体地描述本发明的实施例。
图1是典型示出组成本发明的基本结构的周期多层膜的剖面图。在衬底2的表面上形成周期多层膜1。例如，以其中以周期a＝tA+tB为间隔交替叠压具有厚度tA的衬底A(折射率nA)层和具有厚度tB的衬底B(折射率nB)层的结构形成多层膜。假设多层膜1的前表面相接于空气。
当具有真空波长为λ0的入射光通量3入射到图1中的周期多层膜的端面1a上时，分析在多层膜中光如何传播。从分析可以发现，在预定条件下的周期多层膜用作所谓的光子晶体时，传播过来的光4表现出唯一的效应。
当计算并绘制出光子能带时，可以发现在光子晶体中传播的光的特征。例如，在《光子晶体》，普林斯顿大学出版社(1995)或《物理评论B》，1991年，44卷，第16号，8565页中已经详细描述了能带计算的方法。
现在假设图1中所示的周期多层膜具有沿Y方向(叠压方向)无限延续的周期结构，并沿X和Z方向(层表面的延伸方向)无限延伸。图2和图3示出关于其中以周期a为间隔交替叠压具有折射率nA的层和具有折射率nB的层的多层结构，通过沿Z轴方向(或X轴方向)的平面波方法关于在TE偏振(图2)和TM偏振(图3)中的第一、第二和第三光子能带的能带计算结果。
nA＝1.44(tA＝0.5a)nB＝2.18(tB＝0.5a)在图2和图3中，TE偏振表示在电场的方向为X轴方向的情况下的偏振，以及TM偏振表示在磁场的方向为X轴方向的情况下的偏振。
在图2和图3的每一个中，水平轴示出沿Z轴方向的波矢量kz的大小，而且垂直轴示出由如下表达式代表的归一化频率ωa/2πc其中ω是入射光的角频率，a是结构的周期，以及c是真空中的光速。
因为也可以用a/λ0代表归一化频率，其中λ0是真空中入射光的波长，此后将以a/λ0描述归一化频率。因为沿Z轴方向不存在周期性，图2和图3的每一个中的水平轴没有任何布里渊区边界地无限延伸。
如图2所示，当入射光的波长在真空中为λA时，在光子晶体中出现对应于第一最低能带的波矢量kA1。换句话说，光作为具有波长λA1＝2π/kA1的波在光子晶体中沿Z轴方向传播。
另一方面，当入射光的波长在真空中为λB时，在光子晶体中出现对应于第一和第三光子能带的波矢量kB1和kB2。在这种情况下，因为第二光子能带是关于沿Z轴方向的传播的“非耦合”能带，而忽略第二光子能带。因此，在光子晶体中沿Z轴方向传播作为第一光子能带光的具有波长λB1＝2π/kB1的波和具有波长λB3＝2π/kB3的波。除第一光子能带之外的如图2中的第三光子能带的其他耦合光子能带此后通常称为“高阶传播能带”。通常，第二和第三光子能带中的一个是耦合光子能带，而另一个是非耦合光子能带。第一光子能带是耦合光子能带。附带地，在如下的书籍中已经详细描述了非耦合能带的理论。
K.Sakoda《光子晶体的光学特性》，Springer-Verlag(2001)。
现在，定义在光子晶体中以相应的波长(λA1、λB3等)除以真空中的波长(λA、λB等)得到的数值为“有效折射率”。正如从图2中可以理解的那样，在第一光子能带光中的α/λ0(垂直轴)和kz(水平轴)实质上是互成比例的。因此，，第一能带光中的有效折射率实质上是恒定的，而与λ0的变化无关。但是，在高阶传播能带光中的有效折射率根据λ0有很大的变化。正如从图2和图3中显而易见的那样，存在高阶传播能带光中的有效折射率可以小于1的可能性。
图4示出具有三棱镜结构的一维光子晶体20。用于输入和输出光通量的每个端面1a和1b垂直于周期多层膜1的层表面，即，平行于周期方向(Y轴方向)。端面1a和1b之间形成预定的角度。当作为平面波的输入光通量3斜入射到端面1a上时，发生对应于有效折射率的折射。尽管第一光子能带光只表现出基本上等于一般均匀介质的波长色散，但是因为如上所述有效折射率根据输入波长有很大变化，高阶传播能带光则表现出非常大的色散。可以说这是一种超棱镜效应。
当通过图4所示的结构使用用于高阶传播能带光的棱镜效应时，仍然存在一些问题。
正如从图2和图3中显而易见的那样，当传播高阶传播能带光时，总能传播第一光子能带光。当利用高阶传播能带光时，第一光子能带光用作引起元件的信噪比下降的杂散光，而且第一光子能带光是在输入光的利用中引起更大的效率下降的能量损耗。
此外，在图4中在输出端面处暴露了沿Y轴方向的周期结构。另一方面，高阶传播能带光本身具有沿Y轴方向的强度和相位的周期性。因此，因为混合了多级衍射的光线作为输出光，输出光比简单平面波更难处理。
此外，当在高阶传播能带光中的有效折射率低于相接于棱镜的上和下层介质之一的折射率时，通过折射将传播的光泄漏到介质侧。具体地，当在高阶传播能带光中的有效折射率低于1时，即使在介质是空气的情况下也不能避免这种泄漏。
附带地，根据发明者的研究，已经变得清楚的是，如果输入光是相位调制的，只有特定的高阶传播能带光可以被传播通过一维光子晶体。
图5和图6典型地示出了在其中交替叠压衬底A层和衬底B层的一维光子晶体(周期a)中沿Z轴方向传播的光的电场强度。在图5和图6的每一个中，实线表示电场的波峰，虚线表示电场的波谷，以及每条线的宽度表示振幅的大小。
如图5所示，第一光子能带光像平面波一样传播，因为电场的波峰和波谷形成垂直于Z轴的各自的平面，尽管在介质A(5a)中的电场的振幅不同于在介质B(5b)中的电场的振幅。
但是，在高阶传播能带光的情况下，例如，如图6所示，产生在其中电场的振幅变为零的“波节”。结果，一个周期被分割为两个区域。因为波的相位在相邻的区域间以半波长偏移，波峰和波谷在相邻区域中交替出现。上述在一个周期中产生两个波节的情况是第二或第三光子能带的情况。在属于更高阶能带的传播光中，在一个周期中产生的波节的数目变得更大，使得在一个周期中多次重复半波相移。
因此，在其中考虑了多个能带的对应于具有波长(如，图2中的λB)的输入光的传播光线相互重叠，从展现出复杂的电场方向图。
附带地，如图7所示，当平面波7入射到用于沿Y轴方向在一个周期a中产生大约半波长的差别而提供的相位调制单元6上时，在空间8中可以形成类似于图6中的高阶耦合光子能带的电场方向图的电场方向图。根据发明者的模拟，已经变得清楚的是，当在空间8中放置一维光子晶体的端面时，可以只产生高阶传播能带光而没有属于第一光子能带的传播光产生。此结果可以归纳如下。
“当具有在与具有周期a的多层膜的周期方向相同的方向上的周期a的相位调制波入射到多层膜上时，可以只获得属于特定能带的传播光。”如果假设使光路反向，显而易见的是当放置合适的相位调制单元6时，在从多层膜1的端面输出后，可以将属于特定能带的传播光返回到平面波9(参见图8)。
下面将详细描述相位调制单元的条件。
最简单的相位调制单元是具有与周期多层膜相同周期的相位光栅。例如，可以如图9所示那样放置相位光栅。根据发明者的模拟，相位光栅的结构(图9中的厚度tC、tD、L、G等)需要依照周期多层膜的特征进行优化，即，依照每层的厚度比例、每层的折射率等等(参见随后将进行描述的计算示例)。此外，需要同步相位调制与多层膜的周期。从而需要满足以下条件(1)tA+tB＝tC+tD；(2)介质A的Y方向中心与介质C的Y方向中心一致；以及(3)介质B的Y方向中心与介质D的Y方向中心一致。
同样必须选择在相位光栅和周期多层膜之间的间隙G使其在优化的区域中，因为间隙G对传播的光有影响。此外，当多层膜的周期a等于或小于真空中的光波长λ0时，最好以高折射率的介质填充间隙G使得可以容易地传播相位调制的波。
为了实用化本发明，可以想到在周期多层膜的端面附近形成凹槽使得部分多层膜可以被直接应用为相位光栅的方法。在这种情况下，必须调整相位光栅的厚度和凹槽的宽度设定，以致可以只传播特定高阶传播能带光。当然，存在可以作为空气层提供凹槽或以均匀介质填充凹槽的情况。
作为用于产生这样的相位调制的波的方法，还有利用多个波阵面干涉的方法。当如图10所示交叉相互相干的两个平面波7a和7b时，通过干涉可以获得类似于相位调制的波的波。根据两个平面波7a和7b之间的交叉角度可以调整沿Y轴方向的周期。
此外，当如图11所示在两个平面波7a和7b上加上第三平面波7c时，可以精细地调整相位调制的波使得相位调制的波可以很好地配合多层膜。因为实际上很难调整三个波，显而易见的是，如图10所示利用两个波的干涉比较容易。在这种情况下，最好可以调整周期多层膜1的结构使得有两个波的干涉产生的波可以与用于高阶传播能带光传播的一维光子晶体的条件相匹配。
如上所述，当在高阶传播能带光中的有效折射率变得低于相接于多层膜的上和下层介质之一的折射率时，传播的光通过折射泄漏。具体地，当在高阶耦合能带光中的有效折射率变得等于或低于1时，即使在介质是空气的情况下也不能避免这种泄漏。
为了约束传播的光而防止它的泄漏，如图12所示，在一维光子晶体(多层膜)1的上表面和下表面上可以提供每个由金属膜之类构成的反射层10。如果仍然存在由于反射膜引起的多层膜的强度下降或由于反射不足引起的光的衰减的问题，如图13所示，可以通过在周期或结构上与一维光子晶体1不同的一维光子晶体(多层膜)11获得限制。
图14A和14B二维地示出关于在由以相等的厚度交替两类层(折射率1.00和1.44)的叠片构成的一维光子晶体中的两类周期(周期a和周期a′＝0.43a)的相同比例的能带图。在每张图中，竖直地选取Y轴方向，而且上边界和下边界代表离中心±π/a(或±π/a′)的区域(第一布里渊区)。在每张图中，虽然因为沿Z轴方向没有周期性而没有布里渊区边界，水平选取Z轴方向(X轴方向)，而且为了方便地指示计算的区域提供左端点和右端点。布里渊区中的每个位置意味着在光子晶体中的波矢量。每条等高线曲线意味着对应于特定归一化频率a/λ0(或a′/λ0)的能带。附带地，图2和图3只是一维地示出从能带图中提取出的部分(Z轴的正半部分)。
在图14A中，粗线表示在具有周期a的一维光子晶体中对应于波长λ0＝0.725a(a/λ0＝1.38)的能带，以及箭头表示表明沿Z方向传播的光的波矢量。在图14B中，粗线表示对应于相同波长λ0＝0.725a(a′/λ0＝0.60)的能带。
从图14A和图14B中显而易见的是，在图14A中出现对应于高阶传播能带光的波矢量的能带(Z分量相等)，而图14B中没有出现。即，在具有周期a的晶体中的高阶传播能带光不能离开到达具有周期a′的光子晶体。因此，如果选择并在为光的传播而提供的光子晶体(具有周期a)的相对表面上放置满足这种条件的具有周期a′的光子晶体，可以获得光的限制(参见图13)。
为了光的限制而提供的每种一维光子晶体的材料和厚度比例可能不同于为光的传播而提供的一维光子晶体的材料和厚度比例。但是更好的是如果考虑到生产多层膜所需的劳动，使用具有减少的周期的相同材料。当然，需要在设计之前通过能带计算来确认与在所用的波长范围内的传播的光的波矢量相对应的能带缺失。
附带地，在图14A中出现了对应于第一光子能带光的能带，而在图14B中则没有。如果调整周期a′和膜结构，则可以满足“释放第一光子能带光而限制高阶传播能带光”的条件。因此，同样可以在光的传播中间完全去除第一光子能带传播光。
因为在周期结构是无限的假设之上执行基于能带图的限制的判决，存在如果在为光的限制而提供的一维晶体中的周期的数目例如大约为3，因为不充分的限制而传播的光可能泄漏到外部的可能性。当然，从成本的观点来看，不想要的是多层膜的耐用性和不必要地增加周期的数目的精确性。最好通过实验或电磁波模拟来决定实际所需的周期的最小数目。
图15典型地示出了当认定上面的描述时，按照本发明的分光元件的示例。形状像三棱镜的一维光子晶体20的两个端面被分别用作光输入端面1a和光输出端面1b。分别在输入和输出端面附近提供凹槽12。因此，部分光子晶体被用作相位光栅(相位调制单元)6，使得由相位光栅6执行只有特定高阶传播能带光的传播和光到输出光9的平面波的转换。以周期或结构与一维光子晶体20不同的一维光子晶体(多层膜)11环绕传播部分的两侧，从而传播光被限制在Y轴方向上。
下面将更具体地描述本发明所满足的条件。
尽管在图2和图3中未示出，第四或更高阶能带表现出像第二或第三光子能带一样的大波长色散。当传播光的能带的阶数增加时，然而沿Y轴方向在一个周期中波的“波节”的数目增加使相位调制的图样更加复杂。因此，最好的是具有两个波节每一周期的第二或第三光子能带被用作高阶传播能带。因为当然不能使用“非耦合”能带，优选的能带是“第二最低耦合光子能带”。如上所述，第一光子能带是耦合光子能带。
此外，因为在属于高阶传播能带的传播光中发生所谓的“在光子晶体中的群速度的反常”，存在对表现出增加的非线性效应的功能的期望。在本发明中，例如，当在多层膜中包含非线性物质时，可以获得更大的非线性增加效应(日本光学协会，2001年，27届冬季会议文件，41-53页)，因为在其中几乎不发生群速度的反常的第一光子能带光几乎不消耗能量。
在图1所示的周期多层膜中，因为在沿X轴方向的结构和沿Y轴方向的结构之间存在很大差别，有效折射率按照偏振的方向发生变化。从图2中的曲线图(TE偏振)不同于图3中的曲线图(TM偏振)的事实，这一点也是显而易见的。因此，按照本发明的分光元件具有分离偏振的功能。例如，可以利用分光元件，从而同时实现按照波长的光分离(解复用)和偏振的分离。因此，可以通过单一元件获得由衍射光栅和偏振分离元件的组合所获得的功能，从而可以提供简化的光学系统。
可逆地，可以构想在光通路中间放置用于修正的双折射元件以消除偏振模式之间的差别。双折射晶体、结构双折射元件、光子晶体之类的都可以被用作双折射元件。
在本发明中使用的多层膜的材料并不特别限制于是否在所用的波长区域中可以确保透明性。更好地，可以使用诸如氧化硅、硅、氧化钛、氧化钽、氧化铌和氟化镁等通常用于多层膜而且在耐久性和成膜成本上极好的材料。通过如溅射、真空气相沉积、离子辅助沉积或等离子化学气相沉积(CVD)等众所周知的方法，可以由这些材料容易地形成多层膜。
因为当多层膜材料的折射率比值增加时，波长色散存在增加的趋势，当需要大波长色散时，可以更好地组合高折射率材料和低折射率材料。例如，当空气(折射率1)用作低折射率材料而InSb(折射率n＝4.21)用作高折射率材料时，作为实际上可以获得的折射率比值可以得到4或更高的数值(参见《微光学手册》，224页，ASAKURA Shoten，1995年)。
因为当多层膜材料的折射率比值下降时，按照偏振方向的特征差倾向于下降，折射率比值小的组合对于获得偏振无关同样也是有用的。附带地，更好的是确保1.2或更高的数值作为折射率比值，因为当折射率比值太小而使调制功能被削弱时，存在不能满足预期功能的可能性。
在多层膜的叠压之后，可以按照包括如下步骤的一般方法形成在多层膜的端面附近提供的凹槽涂覆抗蚀层；形成图案；刻蚀；以及去除抗蚀层。空气或真空可以用作凹槽部分中的低折射率材料，或者以另外的介质(填充材料)填充凹槽。有机树脂、溶胶态玻璃材料、熔化的半导体材料之类都可以用作填充材料。可以使溶胶态玻璃材料胶凝，然后加热以作为透明玻璃提供。
如果适当选择材料，在通常所用的从大约200nm到大约20μm的波长范围内可以实现本发明的功能。
多层膜最简单的结构是沿Y轴方向在一个周期中提供物理厚度相等的两层。当通过以下方法调整平均折射率和能带结构时，有助于获得在色散和偏振特性上的改进和输入光的利用效率上的改进(1)用于改变两层之间的厚度比值的方法；(2)用于提供三层或更多层的方法；或者(3)用于提供三类或更多类薄膜材料的方法。
即使在构成多层膜的每层材料具有连续变化的折射率的情况下，如果折射率差保持恒定，多层膜的特性基本上可以保持恒定。
用于多层膜的衬底材料并不具体限定。较好应用的材料的示例为钠钙玻璃、光学玻璃、氧化硅、硅和诸如砷化镓等的化合物半导体。如果由于温度特性之类的限制很小，塑料材料也可以用作衬底材料。
可以使用只由多层膜而不用任何衬底构成的所谓空气桥结构。应用示例解复用/复用元件图16是作为本发明的应用示例的解复用元件的典型视图。包含具有多个波长的光信号的输入光(入射光通量)3从在衬底2上形成的第一线形光波导14a注入到板形光波导13a。在图16所示的结构中，实用的是光纤之类的与线形光波导14a的开始端相连。作为选择地，光纤之类的可以与板形光波导13a的端面直接相连。因为光信号在板形光波导13a中平面传播，由在板形光波导中提供的凸透镜部分15a将光信号转换为几乎平行的光通量。例如，当以具有更高折射率的材料替代部分板形光波导13a时，可以获得凸透镜部分15a。当以具有较低折射率的材料形成凹透镜形状时，同样可以获得相同的会聚效果。
在与板形光波导13a相同的平面中，光信号斜输入到具有三棱镜结构的一维光子晶体(周期多层膜)20。在周期多层膜1的输入侧端面附近提供凹槽12，从而在凹槽外部的部分作为相位光栅6。在由相位光栅6相位调制之后，光信号通过凹槽12被输入到周期多层膜1的主要部分。从而，作为多层膜中的高阶耦合光子能带光传播光信号。尽管在图16中未示出，在多层膜的上表面和下表面上提供与多层膜周期不同的层，使得光被限制在多层膜的上表面和下表面之间。因为高阶传播能带光表现出非常大的波长色散，已经通过棱镜形多层膜的光信号按照波长被分成光线的光锥，从而输出光线的光锥。
在多层膜的输出侧端面中以与输入侧中相同的方式提供凹槽12。从而，将高阶传播能带光转换为平面波，使得平面波被输入到第二板形光波导13b。在第二板形光波导13b中也提供凸透镜部分15b。从而，按照波长会聚光信号16，并从线形光波导14b的终止端向光纤之类的输出。
图16示出解复用元件的示例。如果输入侧和输出侧相互替代，图16所示的元件可以被用作复用元件。
可以通过另一方法获得每个棱镜部分15a和15b的会聚功能。方法的示例包括(1)在板形波导中提供衍射透镜；以及(2)以曲面形成多层结构和板形波导之间的界面，从而提供透镜功能(图17)。计算示例(1)折射光的模拟通过FDTD(时域有限差分)方法实现对与相位光栅组合的一维光子晶体棱镜内部的光的传播的电磁波模拟。所用的软件程序是由日本研究所有限公司制作的JMAG。
图18示出计算模型。一维光子晶体具有其中交替叠压均匀介质A的层和均匀介质B的层的结构(在图18中只示出一个周期)。设a为多层膜的一个周期。设tA和tB分别为一层介质A的厚度和一层介质B的厚度。设nA和nB分别为介质A和B的折射率。放置每个具有宽度G的凹槽，使其到棱镜的两个端面的距离为L，从而形成相位光栅。凹槽部分的折射率为nG。
棱镜的对顶角为θP。具有波长λ0的平面波持续地输入到棱镜的侧表面。输入光通量的宽度为W。输入光通路的入射角为θ0。在棱镜的外部提供具有折射率nS的空间。尽管计算的范围是沿Y轴方向的一个周期，由于确定周期性边界条件，计算等价于在沿Y轴方向的无限周期结构中的计算。在如下的计算示例和对比示例中，基于周期a标准化所有的长度。(2)沿Y轴方向的限制的模拟在由如图13所示的周期或结构不同的一维晶体沿Y轴方向限制光的情况下进行模拟。除了入射角θ0等于零之外，周期多层膜的计算模型与图18所示相同。因为每个一维光子晶体在X轴方向和Z轴方向是均匀的，如果在Y-Z平面进行模拟，就可以获得充分的结果。(3)相位光栅宽度和凹槽宽度的修正尽管更好的是本发明中的相位光栅具有足以产生大约半波长的光程差的厚度，仍需要通过电磁波模拟优化包含凹槽部分的厚度和折射率的特定数值。例如，以如下程序进行优化。
(1)由在入射角θ0等于零的条件下，在Y-Z平面中图19A所示的结构的模拟确定优化值L0和G0。
(2)将优化值L0转换为从具有折射率1的区域以一般入射角θ0的优化值L′。可以基于图19B所示的关系表达式、在图19B中的光程差等于图19A中的光程差的假设下，获得用于计算L′的转换方程式。即，因为两个光程差互相相等，可以得到以下等式L0(nB-nA)＝P2+P3-P1对这个等式可以如下进行变换L′=L0(nB-nA)/{(nB2-sin2θ0)0.5-(nA2-sin2θ0)0.5}]]>可以如下简单地获得用于计算G的转换方程式G′＝G0{1-(sinθ0/nG)2}0.5。计算示例1-1在不提供相位光栅的情况下，以如下条件进行关于斜入射到一维光子晶体上的光通量的折射光的模拟。
(周期结构)周期a(介质A)厚度tA＝0.5a
折射率nA＝1.00(介质B)厚度tB＝0.5a折射率nB＝1.44(周围空间)折射率nS＝1.00(入射光)波长λ0＝0.725a(a/λ0＝1.38)偏振TE偏振(电场方向为X轴方向)光通量宽W＝5.66a入射角θ0＝30°图20示出在前述条件下的一维光子晶体的光子能带图(TE偏振)。从图20可以发现依照a/λ0＝1.38的各个能带的有效折射率neff。
第一光子能带的有效折射率neff＝1.36高阶传播能带(第三光子能带)的有效折射率neff＝0.87图21A示出基于这些有效折射率通过折射定律在棱镜结构中计算的折射光的方向。
图21B和图21C作为FDTD模拟的结果示出在“介质A中心的平面”中和在“介质B中心的平面”中的电场强度分布。因为属于高阶传播能带的长波长的波在低折射率的介质A中保持优势地位，而属于第一光子能带的短波长的波在高折射率的介质B中保持优势地位，可以相互比较两个传播光线的方向。
显而易见的是，属于能带的传播光线的方向与基于各自有效折射率计算的折射角度(图21A)符合的很好。计算示例1-2在与计算示例1-1相对应的条件下进行Y轴方向的光的限制的模拟。
用于导波的一维光子晶体的结构以及入射光的波长和偏振等于计算示例1-1中所给出的条件。在入射角θ0等于零的假设下，优化了相位光栅的厚度和凹槽部分的厚度。
(相位光栅)厚度L＝0.803a(凹槽)宽度G＝1.075a折射率nG＝1.00限制部分的结构如下(限制层)周期a′＝0.434a限制部分中的各层的折射率和其厚度比值分别等于波导部分中的各项。
(周围空间)折射率nS＝1.00(入射光)Y轴方向光通量宽度2W′＝16a形成波导部分以具有20个周期。在波导部分的上表面和下表面设置每个具有10个周期的限制层。因为此结构是中心对称的，只对此结构的上半部分进行计算。
图22示出Y轴方向的光的限制的模拟结果(电场强度分布)。显而易见的是，属于用于导波的一维光子晶体部分中的高阶能带的传播光沿Y轴方向被限制，使其不泄漏到外部。计算示例1-3除了每个限制层中的周期之外，计算示例1-3与计算示例1-2相同。
(限制部分)周期a′＝0.905a图23示出了Y轴方向的光的限制的模拟结果(电场强度分布)。显而易见的是，属于用于导波的一维光子晶体部分中的高阶能带的传播光沿Y轴方向被限制，使其不泄漏到外部。计算示例2-1在计算示例1-1的条件中，改变了入射光的波长。
(入射光)
波长λ0＝1.0a(a/λ0＝1.00)图20示出了在此条件下的一维光子晶体的能带图(TE偏振)。从图20中可以发现依照a/λ0＝1.00的各个能带的有效折射率neff。
第一光子能带的有效折射率neff＝1.30高阶传播能带(第三光子能带)的有效折射率neff＝0.60图24A示出了基于这些有效折射率通过折射定律在棱镜结构中计算的折射光的方向。
图24B和图24C示出了作为FDTD模拟的结果的在“介质A中心的平面”中和在“介质B中心的平面”中的电场强度分布。显而易见的是，属于能带的传播光线的方向与基于各自有效折射率计算的折射角度(图24A)符合的很好。尽管第一光子能带光的折射角度几乎没有变化，相比于计算示例1-1，高阶能带传播光的折射角度有很大变化。计算示例2-2在计算示例1-1的条件中，改变了入射光的波长。
(入射光)波长λ0＝1.25a(a/λ0＝0.80)图20示出了在此条件下的一维光子晶体的能带图(TE偏振)。从图20中可以发现依照a/λ0＝0.80的各个能带的有效折射率neff。
第一光子能带的有效折射率neff＝1.30高阶传播能带(第三光子能带)的有效折射率没有图25A示出了基于这些有效折射率通过Snell定律在棱镜结构中计算的折射光的方向。
图25B和图25C示出了作为FDTD模拟的结果的在“介质A中心的平面”中和在“介质B中心的平面”中的电场强度分布。因为针对给定的波长缺少高阶传播能带光，在每层中只出现第一光子能带光。计算示例3-1
除在计算示例1-1中所用的结构之外，分别在输入和输出端面形成具有凹槽结构的相位光栅。
(周期结构)周期a对顶角θP＝70.16°(介质A)厚度tA＝0.5a折射率nA＝1.00(介质B)厚度tB＝0.5a折射率nB＝1.44(周围空间)折射率nS＝1.00(相位光栅)厚度L＝0.730a(凹槽)宽度G＝0.931a折射率nG＝1.00(入射光)波长λ0＝0.690a(a/λ0＝1.45)偏振TE偏振(电场方向为X轴方向)光通量宽W＝5.66a入射角θ0＝30°图26A和图26B示出了作为FDTD模拟的结果的在“介质A中心的平面”中和在“介质B中心的平面”中的电场强度分布。在每一层中，只有高阶传播能带光在大部分的一维光子晶体部分中传播。显而易见的是，作为近似于平面波的光形成输出光。
从图26A中可以发现输出光的矢量角为8.5°。计算示例3-2在计算示例3-1所用的条件中，只改变入射光的波长。
(入射光)波长λ0＝0.760a(a/λ0＝1.32)偏振TE偏振(电场方向为X轴方向)图27A和图27B示出了作为FDTD模拟的结果的在“介质A中心的平面”中和在“介质B中心的平面”中的电场强度分布。在每一层中，只有高阶传播能带光在大部分的一维光子晶体部分中传播。显而易见的是，作为近似于平面波的光形成输出光。
从图27A中可以发现输出光的矢量角为13.0°。
从计算示例3-1和3-2显而易见的是按照本发明的三棱镜结构可以获得在较宽波长区域中表现出大波长色散的较好的平面波形的输出光。计算示例4-1分别在输入和输出端面形成具有凹槽结构的相位光栅。
(周期结构)周期a对顶角θP＝70°(介质A)厚度tA＝0.8a折射率nA＝1.44(介质B)厚度tB＝0.2a折射率nB＝2.18(周围空间)折射率nS＝1.00(相位光栅)厚度L＝0.615a(凹槽)宽度G＝0.793a折射率nG＝2.00(入射光)波长λ0＝1.43a(a/λ0＝0.699)
偏振TE偏振(电场方向为X轴方向)光通量宽W＝5.56a入射角θ0＝15°图28A和图28B示出了作为FDTD模拟的结果的在“介质A中心的平面”中和在“介质B中心的平面”中的电场强度分布。在每一层中，只有高阶传播能带光在大部分的一维光子晶体部分中传播。显而易见的是，作为近似于平面波的光形成输出光。
从图28A中可以发现输出光的矢量角为3.0°。计算示例4-2在计算示例4-1所用的条件中，只改变入射光的波长。
(入射光)波长λ0＝1.54a(a/λ0＝0.649)偏振TE偏振(电场方向为X轴方向)图29A和图29B示出了作为FDTD模拟的结果的在“介质A中心的平面”中和在“介质B中心的平面”中的电场强度分布。在每一层中，只有高阶传播能带光在大部分的一维光子晶体部分中传播。显而易见的是，作为近似于平面波的光形成输出光。
从图29A中可以发现输出光的矢量角为15.0°。计算示例4-3在计算示例4-1所用的条件中，只改变入射光的波长。
(入射光)波长λ0＝1.66a(a/λ0＝0.602)偏振TE偏振(电场方向为X轴方向)图30A和图30B示出了作为FDTD模拟的结果的在“介质A中心的平面”中和在“介质B中心的平面”中的电场强度分布。在每一层中，只有高阶传播能带光在大部分的一维光子晶体部分中传播。显而易见的是，作为近似于平面波的光形成输出光。
从图30A中可以发现输出光的矢量角为31.0°。计算示例4-4在计算示例4-1所用的条件中，只改变入射光的波长。
(入射光)波长λ0＝1.818a(a/λ0＝0.550)偏振TE偏振(电场方向为X轴方向)图31A和图31B示出了作为FDTD模拟的结果的在“介质A中心的平面”中和在“介质B中心的平面”中的电场强度分布。因为针对给定的波长缺少高阶传播能带光，在每一层中只出现第一光子能带光。
从计算示例4-1、4-2和4-3显而易见的是按照本发明的三棱镜结构可以获得在较宽波长区域中表现出大波长色散的较好的平面波形的输出光。计算示例5-1在与计算示例4-3相对应的条件下进行Y轴方向的光的限制的模拟。
用于导波的一维光子晶体的结构以及入射光的波长和偏振等于计算示例4-3中所给出的条件。在入射角θ0等于零的假设下，优化了相位光栅的厚度和凹槽部分的厚度。
(相位光栅)厚度L＝0.622a(凹槽)宽度G＝0.800a折射率nG＝2.00限制部分的结构如下(限制层)周期a′＝0.540a限制部分中的各层的折射率和其厚度比值分别等于波导部分中的各项。
(周围空间)折射率nS＝1.00(入射光)Y轴方向光通量宽度2W′＝20a形成波导部分以具有20个周期。在波导部分的上表面和下表面设置每个具有10个周期的限制层。因为此结构是中心对称的，只对此结构的上半部分进行计算。
图32示出了Y轴方向的光的限制的模拟结果(电场强度分布)。显而易见的是，属于用于导波的一维光子晶体部分中的高阶能带的传播光沿Y轴方向被限制，使其不泄漏到外部。计算示例5-2除了每个限制层中的周期之外，计算示例5-2与计算示例5-1相同。
(限制部分)周期a′＝1.08a图33示出了Y轴方向的光的限制的模拟结果(电场强度分布)。显而易见的是，属于用于导波的一维光子晶体部分中的高阶能带的传播光沿Y轴方向被限制，使其不泄漏到外部。
如上所述，依照本发明，来自多层结构的折射光表现出良好的方向性，而折射光的方向具有很强的波长依赖性的事实可以用于实现分光装置或者偏振光分离装置。因为可以通过现有技术相对便宜地大规模生产多层结构，可以实现这些光学装置成本上的降低。
权利要求
1.一种利用一维光子晶体的光学元件，包括包含至少作为一个区域的周期结构的多层结构，所述周期结构部分被看作具有预定周期的重复的一维光子晶体，所述多层具有被分别用作光输入表面和光输出表面的、实质上垂直于所述多层结构的层表面的两个端面的，其中所述光输出表面以倾角倾斜于所述光输入表面；以及入射到所述光输入表面上的输入光束、在所述多层结构中传播的光束和从所述光输出表面显露出的输出光束的传播方向垂直于所述周期结构部分的周期方向。
2.按照权利要求1所述的利用一维光子晶体的光学元件，其特征在于还包括相邻或相接于所述光输入表面提供的相位调制单元。
3.按照权利要求2所述的利用一维光子晶体的光学元件，其特征在于还包括相邻或相接于所述光输出表面提供的相位调制单元。
4.按照权利要求1所述的利用一维光子晶体的光学元件，其特征在于还包括在至少一个平行于所述层表面的所述多层结构的相对表面上提供的反射层。
5.按照权利要求4所述的利用一维光子晶体的光学元件，其特征在于所述反射层由周期多层膜制成。
6.按照权利要求1所述的利用一维光子晶体的光学元件，其特征在于作为属于第二最低耦合的光子能带的波传播通过所述周期结构部分传播的电磁波。
7.一种分光装置，它包括按照权利要求1所述的利用一维光子晶体的光学元件、用于将波分复用光信号输入到所述光学元件的光输入表面的光输入光学系统和用于依照波长区别从光学元件分光输出的光信号的光输出光学系统。
8.按照权利要求7所述的分光装置，其特征在于所述光输入光学系统包括用于将输入光束转换为平行光束的准直单元。
9.按照权利要求8所述的分光装置，其特征在于所述光输入光学系统包括用于引导所述波分复用光信号的线形光波导或光纤；具有与所述线形光波导或光纤的光输出端相连接的输入端和与所述光学元件的所述光输入表面相连接的输出端的板形光波导；以及用于将传播的光束转换为平行光束的、在所述板形光波导中提供的光束会聚元件。
10.按照权利要求7所述的分光装置，其特征在于所述光输出光学系统包括用于将从所述光学元件分光输出的所述光信号耦合到多个光传播单元的光耦合单元。
11.按照权利要求10所述的分光装置，其特征在于所述光输出光学系统包括具有与所述光学元件的所述光输出表面相连接的输入端的板形光波导；与所述板形光波导的输出端相连接的多个线形光波导或光纤；以及用于将传播的光束耦合到所述多个线形光波导或光纤的、在所述板形光波导中提供的光束会聚元件。
12.按照权利要求9所述的分光装置，其特征在于所述光束会聚元件是在所述板形光波导中提供的、而且是折射率与所述板形光波导不同并且形状像透镜的部分的波导透镜。
13.按照权利要求9所述的分光装置，其特征在于所述光束会聚元件是在所述板形光波导中提供的衍射透镜。
14.按照权利要求9所述的分光装置，其特征在于以一种结构形成所述光束会聚元件，在所述的结构中，以曲面形成所述板形光波导和所述光学元件的所述光输入表面或光输出表面之间的界面。
15.按照权利要求11所述的分光装置，其特征在于所述光束会聚元件是在所述板形光波导中提供的、而且是折射率与所述板形光波导不同并且形状像透镜的部分的波导透镜。
16.按照权利要求11所述的分光装置，其特征在于所述光束会聚元件是在所述板形光波导中提供的衍射透镜。
17.按照权利要求11所述的分光装置，其特征在于以一种结构形成所述光束会聚元件，在所述的结构中，以曲面形成所述板形光波导和所述光学元件的所述光输入表面或光输出表面之间的界面。
全文摘要
按照本发明的利用一维光子晶体的光学元件包括通过处理成三棱镜形状的元件获得的多层膜。提供相位调制单元以相邻或相接于光学元件的光输入端面。由相位调制单元将输入光以与光子晶体相同的周期和方向相位调制，从而只有特定的高阶能带光可以被传播通过光学元件。当在光波导中形成此光学元件时，可以提供具有高分辨能力的小尺寸分光装置。
文档编号G02B5/18GK1459649SQ0313624
公开日2003年12月3日 申请日期2003年5月19日 优先权日2002年5月17日
发明者橘高重雄, 大家和晃, 奈良正俊, 常友启司, 浅井贵弘 申请人:日本板硝子株式会社