CN1756977A

CN1756977A - 使用了光子晶体的波导器件

Info

Publication number: CN1756977A
Application number: CN200480005901.4A
Authority: CN
Inventors: 橘高重雄; 大家和晃; 奈良正俊; 常友启司; 浅井贵弘
Original assignee: Nippon Sheet Glass Co Ltd
Current assignee: Nippon Sheet Glass Co Ltd
Priority date: 2003-03-04
Filing date: 2004-03-04
Publication date: 2006-04-05
Also published as: EP1605285A1; WO2004081626A1; US7260300B2; US20060078263A1; EP1605285A4; JPWO2004081626A1

Abstract

一种使用了光子晶体的波导器件，具有：纤芯，由在与电磁波的传播方向垂直的两个以上方向上具有折射率周期性的光子晶体构成；包层，为了将所述电磁波封入到所述纤芯内，接触所述纤芯而配置。并且，具有入射侧相位调制部，将与属于所述纤芯部分的光子能带结构的布里渊区域边界面上或其附近的能带耦合、并在所述纤芯中传播的电磁波，入射到所述纤芯中。

Description

使用了光子晶体的波导器件

技术领域

本发明涉及控制电磁波的波导器件，尤其涉及用于光通信系统等的使用了光子晶体结构的波导器件。

背景技术

近年来，称作多孔光纤(Holey Fiber)、光子晶体光纤(PCF)、或光子带隙光纤(PBF)等的新光纤的研究开发正在急速发展。相对现有的光纤中通过单纯的折射率差将光封入到纤芯部分，这些光纤的特征在于，其截面内具有复杂的二维结构。

即，通过由在包层部分配置空孔而减小有效折射率，而与纤芯部分之间附加折射率差(多孔光纤、PCF)、或通过将包层部分作为光子晶体，对纤芯部分的传播光形成光子带隙(PBF)等的手段来进行。

在PCF和PBF中，由于可以通过结构来大大改变其特性，所以提出了“增大波长分散的分散补偿光纤”、“非线性光学效应大的光纤”和“在可见光区域中的零分散光纤”等的应用。另外，复杂的二维结构例如可以通过在捆扎了多个石英玻璃管的状态下来进行加热延伸来制造(例如，参照大桥正治“通信用光纤的最新技术动向”、O plus E、2001年、第23卷，第9号、p.1061-1066)。另外，最近还提出了将光子晶体部分作为纤芯使用的光纤(例如，参照J.C.Knight、外3Optical Society of America Annual Meeting 2002、Conference Program(美国)、p.94)。

这种现在提出的大部分PCF和PBF中，作为在纤芯部分传播的电磁波，利用由0阶模式进行的单模传播。单模传播是为防止由多模传播造成的波长分散所必须的条件，但是对于纤芯的大小或光纤性能都有限制条件。

另一方面，在光子晶体内传播的电磁波已知有“由特别的能带结构形成的非常大的波长分散”和“传播光的群速度异常”的特征性质。但是，由所述0阶模进行的传播光的上述这些性质不太强。因此，为了发挥利用了上述这些性质的功能，需要使波导长度变长，制造成本增大且传播中的损耗也成为问题。

本发明人研究了光子晶体内部的电磁波传播。例如，若向传播方向上向没有周期性的一维光子晶体的端面，作为入射电磁波而垂直入射平面波状的光，则由于入射光的频率而产生基于多个光子能带的传播光。其中，基于不是最低级的能带的传播光(下面，称作高级能带传播光)具有上述的非常大的波长分散和群速度以上的特征，所以可以应用于各种光学器件。

但是，入射光的能量的一部分必然成为基于最低级能带的传播光(在现有的光纤中，相当于0阶模式。以下，称作第一能带传播光)来进行传播，而与频率无关。第一能带传播光几乎没有如上所述的“非常大的波长分散”、“群速度异常”等效果，所以在利用高级能带传播光的情况下，仅仅为单一的噪声，不仅大大降低了入射光能量的使用效率，作为散光还成为降低了波导的S/N比的原因。

发明内容

本发明为解决上述问题而作出，其目的是提供一种包含构成为充分发挥了光子晶体特有的效果的光纤的波导器件。

为了实现上述目的，本发明的使用了光子晶体的波导器件，具有：纤芯，由在与电磁波的传播方向垂直的两个以上方向上具有折射率周期性的光子晶体构成；包层，为了将所述电磁波封入到所述纤芯内，接触所述纤芯而配置，其特征在于，具有入射侧相位调制部，将与属于所述纤芯部分的光子能带结构的布里渊区域边界面上或其附近的能带耦合、并在所述纤芯中传播的电磁波，入射到所述纤芯中。

附图说明

图1A是模式表示了在一维光子晶体内的Z轴方向的第一能带传播光的电场强度的截面图；

图1B是模式表示了在一维光子晶体内的Z轴方向的高级能带传播光的电场强度的截面图；

图2是表示了在一维光子晶体的入射端侧设置了相位晶格的波导器件的高级能带传播光的电场强度模式的截面图；

图3是表示了在X轴方向和Y轴方向具有周期性，在Z轴方向上没有周期性的二维光子晶体的结构的立体图；

图4是表示图3的光子晶体的能带图；

图5是表示了图3的光子晶体的布里渊区域的标准化频率相等的能带面的形状的能带模式图；

图6是表示包含向图3所示的光子晶体的入射光的在YZ平面上的能带模式图；

图7A是表示图3所示的光子晶体的布里渊区域的XY平面图；

图7B是表示图3所示的光子晶体的布里渊区域的立体图；

图8A是表示本实施方式的在四个方向上产生衍射波的相位晶格的立体图；

图8B是表示本实施方式的在四个方向上产生衍射波的其他的相位晶格的立体图；

图9A是表示使用了本实施方式的光子晶体的波导器件的结构的立体图；

图9B是图9A所示的波导器件的波导部分的XY平面截面图；

图9C是表示本实施方式的使用了其他光子晶体的波导器件的结构的立体图；

图9D是表示本实施方式的使用了其他光子晶体的波导器件的结构的立体图；

图10A是表示图9B所示的光子晶体中的布里渊区域的XY平面图；

图10B是表示图9B所示的光子晶体中的布里渊区域的立体图；

图11对波长λ0表示了彼此相邻的光子晶体彼此的YZ平面中的能带模式图；

图12是表示设置了反射层的光子晶体的结构的截面图；

图13是表示基本的二维光子晶体光纤的结构的立体图；

图14A是表示使用了本实施方式的光纤状光子晶体的波导器件的结构的立体图；

图14B是表示可以用于图14A的波导器件的其他光纤的结构的立体图；

图15A是表示图14A所示的光纤的在XY平面中的空洞的配置图；

图15B是表示图15A所示的结构的布里渊区域的XY平面图；

图15C是表示图15A所示的结构的布里渊区域的立体图；

图16是表示仿真的计算模型的图；

图17是表示计算例的仿真电场强度分布的图；

图18是表示比较例的仿真电场强度分布的图。

具体实施方式

本发明的实施方式的使用了光子晶体的波导器件，通过对入射光施加相位调制，在传播光中使用光子能带，尤其积极利用了在布里渊区域边界上存在的能带。在布里渊区域边界上存在的传播光即使是最低级的能带，也具有与高级能带传播光相同的特征。因此，可以将在布里渊区域边界上存在的能带用于各种光学器件。另外，不仅可以将光作为传播光，还可将其他电磁波作为传播光，还可以用作电磁波控制器件。

另外，本实施方式的用了光子晶体的波导器件中，所述入射侧相位调制部全部或大部分属于单一光子能带，将在所述纤芯内传播的电磁波入射到所述纤芯中。由此，例如，可以用作光延迟器件或光通信中的分散补偿器件等光控制器件。

另外，作为所述纤芯的所述光子晶体也可以在所述电磁波的传播方向上不具有折射率周期性。

另外，最好所述入射侧相位调制部将对所述纤芯的入射面具有倾角的大致平面波入射到所述纤芯上。由此，可以实现利用了位于光子晶体中的布里渊区域边界上的能带的传播光的波导器件。因此，可以广泛应用作利用了由传播光的群速度异常引起的分散补偿和光学非线性的增强效果等的器件。

另外，最好所述纤芯的入射面相对于与所述电磁波的传播方向相垂直的面倾斜，所述入射侧相位调制部也可将大致平面波入射到所述纤芯。由此，可以实现利用了位于光子晶体中的布里渊区域边界上的能带的传播光的波导器件。因此，可以广泛用作利用了由传播光的群速度异常引起的分散补偿、光学非线性的增强效果等的器件。

另外，最好所述入射侧相位调制部在所述纤芯的入射面中，在与所述入射面平行的面内方向上，将周期性地相位调制的电磁波入射到所述纤芯。由此，可以实现使用了位于光子晶体中的布里渊区域边界上的能带的传播光的波导器件。因此，可以广泛用作使用了由传播光的群速度异常引起的分散补偿、光学非线性的增强效果等的器件。

另外，最好所述入射侧相位调制部在所述纤芯的入射面中，将在与所述入射面平行的面内方向上周期性地相位调制后的电磁波入射到所述纤芯。由此，可以实现利用了位于光子晶体中的布里渊区域边界上的能带的传播光的波导器件。因此，可以广泛应用作利用了由传播光的群速度异常引起的分散补偿、光学非线性的增强效果等的器件。

另外，最好所述入射侧相位调制部使多个大致平面波入射到所述纤芯的入射面，并将通过使所述多个大致平面波在所述入射面干涉而相位调制后的电磁波，入射到所述纤芯中。由此，可以实现利用了位于光子晶体中的布里渊区域边界上的能带的传播光的波导器件。因此，可以广泛应用作利用了由传播光的群速度异常引起的分散补偿、光学非线性的增强效果等的器件。

另外，最好所述入射侧相位调制部具有在与所述纤芯的所述入射面接近或接触的位置上配置的相位晶格和向所述相位晶格入射电磁波的入射部。由此，可以容易地在光子晶体中产生处于布里渊区域边界上的能带的传播光。

另外，最好所述相位晶格与所述纤芯一体形成。由此，可以容易制作。

另外，最好进一步具有在与电磁波出射的所述纤芯的出射面接近或接触的位置上设置的出射侧相位调制部，所述出射侧相位调制部将从所述纤芯射出的电磁波转换为大致平面波。由此，可以出射平面波。

另外，最好所述出射侧相位调制部与所述纤芯一体形成。由此，可以容易制作。

另外，所述出射侧相位调制部与所述入射侧相位调制部具有相同的结构，入射端和出射端的方向也可以为与在所述入射侧相位调制部相反的位置上设置的结构。

另外，最好所述包层是在与所述纤芯内传播的电磁波的传播方向垂直的至少一个方向上具有折射率周期性的光子晶体。由此，可以不泄漏波导光，实现低损耗的波导器件。

另外，最好所述包层为在所述包层内传播的电磁波的传播方向上不具有折射率周期性的光子晶体。

另外，最好由所述纤芯和所述包层构成的波导部分是在具有多个周期的多层体上形成了平行的多个沟槽的结构，所述沟槽相对于所述多层体的各层垂直，且沿着所述电磁波的传播方向。由此，可以容易制作纤芯和包层。

另外最好所述纤芯是形成有沿电磁波的传播方向延伸的多个空孔的均匀物质，在与所述电磁波的传播方向垂直的面以一定的周期配置所述空孔。由此，可以容易制作光子晶体。

另外，也可在所述多个空孔的全部或一部分填充流动性物质。

另外，也可在所述多个空孔的全部或一部分上填充具有光学非线性作用的活性物质。

另外，最好所述纤芯截面为大致圆形的光纤状。由此，实现了使用了光子光纤的波导器件。

通过本发明人的研究，在Y轴方向上有周期性、X轴和Z轴方向上不具有周期结构的一维光子晶体的情况下，可以看出“若对周期b的多层膜层在同一方向上入射具有周期b的适当的相位调制波，则可以仅得到属于特定的高级能带的传播光”。另外，若反过来考虑光路，则在高级能带传播光从多层膜层的端面出射后，通过设置适当的相位调制单元，可以回复到平面图。下面说明通过相位调制波在光子晶体中仅传播高级能带传播光的方法。另外，所谓周期b是作为周期性地配置的多层膜层的基本单位的周期结构体的厚度。

图1A和图1B是表示了在一维光子晶体内的传播光的电场强度模式的截面图。图1A是表示了在一维光子晶体1内的Z轴方向上的第一能带传播光的电场强度模式的截面图。另外，图1B是表示了在一维光子晶体1内的Z轴方向上的高级能带传播光的电场强度模式的截面图。图1A和图1B中，一维光子晶体1是交替层叠了物质5a和物质5b的周期性的多层体，从一维光子晶体1的左侧入射入射光2，从右侧射出出射光3。在光子晶体1中，其折射率周期方向为Y轴方向，在作为传播光的传播方向的Z轴方向上折射率一样。

光的电场用波来表示。在图1A和图1B中，电场的波峰4a用实线来表示，电场的波谷4b用虚线来表示。另外，振幅的大小由各个线的粗细来表示，线粗表示振幅大。另外，传播光的波长为λ。

如图1A所示，第一能带传播光电场的振幅在物质5a内和物质5b内不同，但是电场的波峰4a和波谷4b形成分别与Z轴垂直的平面，所以形成接近平面波的传播。

与此相比，高级能带传播光例如如图1B所示，电场振幅为0的“节4c”在物质5a和物质5b的边界附近产生。因此，由相邻的物质5a和物质5b形成的层叠结构的一个周期被分割为波峰和波谷两个区域。由于相邻区域(物质5a和物质5b)中波动的相位相差半波长，所以波峰和波谷交错出现。这样每一个周期产生两个节4c是第二或第三能带的情况。虽然图中未示，但是此外在基于高级能带的波导光中，一个周期内的节数进一步增加，一个周期内的半波长偏移都会产生多次。

因此，对与第一能带和高级能带均有关的波长的入射光2的传播光的两者重叠，表示出复杂的电场图案。

图2是表示了在一维光子晶体1的入射端侧设置了相位晶格的波导器件中的高级能带传播光的电场强度模式的截面图。相位晶格6是在Y方向上以周期b产生半波长差的相位调制单元。如图2所示，若向相位晶格6入射平面波7(实线表示电场的波峰，虚线表示电场的波谷，线的粗细表示振幅的大小)，则能够在空间9产生与图1B的高级能带传播光类似的电场图案8(实线表示电场的波峰，虚线表示电场的波谷，线的粗细表示振幅的大小)。设在该空间9的位置上设置了一维光子晶体(周期性的多层膜)1的端面1a。在这种情况下，如图2所示，可以从本发明人的仿真中看出不产生第一能带传播光，而仅产生高级能带传播光的情况。

另外，若反过来考虑光路，则可以看出在从一维光子晶体的出射侧端面1b中射出高级能带传播光后，通过设置适当的相位调制单元，使从端面1b中射出的光回到平面波。

根据本发明人的研究，可以看出“若对周期b的一维光子晶体(周期性的多层膜)，在同一方向上入射具有两倍周期的周期2b的适当的相位调制波，则可仅得到位于布里渊区域边界上的能带的传播光”。另外，位于布里渊区域边界上的能带还包含最低级的第一能带，具有与前述的“高级能带传播光”相同的特性。

因此，在本实施方式中，基于上述的“在传播方向上不具有周期性的一维光子晶体”的、组合了基于布里渊区域边界上的能带的传播和相位调制的方法，可以扩展到二维或其以上的光子晶体。

以下，具体说明本发明的实施方式。

图3是表示了在X轴方向和Y轴方向上具有周期性，在Z轴方向上不具有周期性的二维光子晶体11的结构的立体图。二维光子晶体11沿Z轴配置多个圆筒形状的物质15a，在这些物质15a彼此之间配置折射率为n_B的物质15b。物质15a的半径为R，折射率为n_A。在XY面上，物质15a为周期a的正方形排列。在Z轴方向上，折射率一样，但是在X轴和Y轴方向上具有折射率周期结构。

在图3中，在从光子晶体11的端面11a入射真空中的波长为λ0的平面波时，可通过计算并图示光子能带，来得知该光在光子晶体11内如何传播。另外，端面11a相对Z轴垂直。能带计算的方法在例如“PhotonicCrystals”，Princeton University Press(1995)或Physical Review B 44卷、16号、p.8565、1991年等中详细描述。

在能带计算时，假设图3所示的光子晶体11在X方向和Y方向上具有无限连续的周期结构，在Z方向上无限扩展。图4表示图3的光子晶体11的能带图。下面表示图4中的条件。其中，半径R使用光子晶体11的周期a来表示。

在折射率n_A＝1.00、半径R＝0.30a(周期a的0.30倍)、折射率n_B＝1.45的情况下，对于TE偏光的第一、第二和第三能带，在第一布里渊的一半(Y方向的上半部分)的范围内表示XY平面中的能带计算(平面波法)的结果。Y方向的下半部分与上半部分对称。

能带图通过连接标准化频率ωa/2πc成为相同值的点形成等高线状，图中的数字表示ωa/2πc的值。这里，ω是入射光的角振动频率，a是结构的周期，c是真空中的光速。

由于标准化频率可使用真空中的入射光波长λ₀来表示为a/λ₀，所以下面用a/λ₀来进行描述。布里渊区域的X轴和Y轴方向的幅度为2π/a。TE偏光表示电场的方向为X轴方向的偏光。对于图3的情况，从对称性可以看出TM偏光(磁场的方向为X轴方向)的能带图为相同形状。

另外，光子能带结构还沿Z轴方向扩展。图5是表示了图3的光子晶体11的布里渊区域13中的标准化频率a/λ₀相等的能带面12的形状模式的能带图。由于在Z轴方向上不具有周期性，所以不存在布里渊区域的边界，可扩展到任何区域。

对于向这种图3所示的光子晶体11的垂直端面11a入射平面波的情况，考虑光子晶体内的传播光。

图6是包含向图3所示的光子晶体11入射的光的YZ平面上的模式能带图。具体地，在能带图上表示了如下的光传播的模式图，该光传播是：从图3所示的光子晶体11的端面11a(与XY平面平行)，以入射角θ倾斜入射了标准化频率为a/λ₀的平面波的情况下的传播。为了简单化，将入射光的倾角限制在YZ平面内。若设与入射端面11a接触的均匀物质(例如空气)的折射率为n，则均匀物质的能带可以用半径＝n·(a/λ₀)(2π/a)的球(在YZ平面中为圆)来表示。通过作图可以求出光子晶体11侧的耦合能带。图6中，由于第一能带23和第二能带22上存在对应点27和28，所以在光子晶体11内传播对应于各个能带的电磁波。图6中，箭头24是入射光的方向，箭头25是传播光的第二能带的能量传播方向，箭头26是传播光的第一能带的能量传播方向。另外，在图5中，能量的前进方向为能带面12的法线方向。

从图5中可以看出，为了使传播的电磁波能量的前进方向与Z轴平行，需要将能带面12的斜率与XY平面平行的例如点12a用于传播。图7和图7B是表示图3所示的光子晶体11中的布里渊区域的图。图7A和图7B表示图5所示的能带图的能带面12的斜率与XY平面平行的位置。图7A是XY平面图，图7B是立体图。如图7A和图7B所示，如图5所示的能带图的能带面12的斜率与XY平面平行的点从对称性来看，存在于布里渊区域内的A、B1、B2、B3、B4、C1、C2、C3和C4的各个线上。在本实施方式中，利用其中基于位于布里渊区域边界上的B1、B2、B3、B4、C1、C2、C3和C4的传播。

例如，对应于B1线上的点的入射平面波的矢量k1为

k₁＝(kx₁，ky₁，kz₁)

kx₁＝π/a

ky₁＝π/a

kz₁＝kz(正实数)。平面波在真空中的波长λ₀可以通过

λ₀＝2πn/(kx₁ ²+ky₁ ²+kz₁ ²)^0.5来进行计算。这里，需要使kz₁的值大到某种程度，以使在B1线上存在相当于a/λ₀的能带。

即，若对光子晶体11的XY平面中的端面11a入射具有特定的入射角的平面波，则由于XY平面上电磁波的相位周期性地变化，所以可以实现基于布里渊区域边界上的能带的传播。另外，同样的效果可以通过使入射端面11a相对于XY平面倾斜，即入射端面11a不与传播方向(Z轴方向)垂直的结构来得到。

另外，说明利用由多个平面波的干涉得到的基于布里渊区域边界面上的能带的传播的实现。

若仅入射相当于波数矢量k1的平面波，则基于处于B1线上的多个能带的传播同时产生，有端面上的反射损耗变大的情况。因此，为了高效产生基于单一能带的传播，也可组合相当于图7A和图7B所示的B2、B3和B4线上的三个平面波(波数矢量k₂、k₃和k₄)来入射。下面，表示波数矢量k₂、k₃和k₄。

k₂＝(kx₂，ky₂，kz₂)

kx₂＝-π/a

ky₂＝π/a

kz₂＝kz

k₃＝(kx₃，ky₃，kz₃)

kx₃＝-π/a

ky₃＝-π/a

kz₃＝kz

k₄＝(kx₄，ky₄，kz₄)

kx₄＝π/a

ky₄＝-π/a

kz₄＝kz

但是，若通过使各平面波的行进方向仍然相同而改变其波长，则上述的公式不完全成立，能量传播的方向也与Z轴偏移。即，存在有在可维持作为光学器件的特性的波长区域上产生限制的情况。

图7A和图7B的C1、C2、C3和C4线的组也可与B1、B2、B3和B4线同样使用。另外，A线(与Z轴一致)对应于垂直入射的平面波。其中，如上所述，A线上的第一能带有波长分散或群速度异常等特性弱的问题。

接着，说明使用相位晶格形成的基于布里渊区域边界面上的能带的传播的实现。

图8A是表示本实施方式的在四个方向上产生衍射波的相位晶格16a的立体图。相位晶格16a在多个方向(分别使X轴和Y轴旋转45度的方向)上具有周期性。若向这种相位晶格16a垂直入射平面波30(沿Z轴方向入射)，则通过衍射光的干涉，可以产生在所述的多个平面波的干涉中说明的相当于波数矢量k₁的衍射波31、相当于波数矢量k₂的衍射波32、相当于波数矢量k₃的衍射波33和相当于波数数量k₄的衍射波34。因此，若在这种相位晶格16a之后设置图3所示的光子晶体11的端面11a，则可以得到B1、B2、B3和B4线上的Z轴方向的传播光。另外，由于当混入由相位晶格16a带来的多余的折射光时不会与光子晶体11的特定能带有效耦合，所以最好使相位晶格16a为最佳化的形状，以使需要的衍射光尽可能强。

另外，在在特定的波长上最佳化的相位晶格16a即使入射的平面波的波长怎么变化，一次衍射光的效率也不急剧降低而停留在高电平，所以可以变宽可使用的波长区域。当然若最佳化相位晶格16a的形状或周期，则可以作为对应于图7A和图7B所示的C1、C2、C3和C4线组的波面。具体地，也可作为图8B所示的相位晶格17a。图8B是表示本实施方式的在四个方向上产生折射波的其他相位晶格17a的立体图。相位晶格17a在X轴和Y轴方向上具有折射率周期性。若向这种相位晶格17a垂直入射平面波70(向Z轴方向上入射)，则通过衍射光的干涉，可以产生相当于波数矢量k₁’的衍射光71、相当于波数矢量k₂’的衍射光72、相当于波数矢量k₃’的衍射光73和相当于波数矢量k₄’的衍射光74。因此，若在这种相位晶格17a之后设置图3所示的光子晶体11的端面11a，则可以得到C1、C2、C3和C4线上的Z轴方向的传播光。下面表示波数矢量k₁’、k₂’、k₃’和k₄’。

k₁’＝(kx₁’，ky₁’，kz₁’)

kx₁’＝π/a

ky₁’＝0

kz₁’＝kz’(正实数)

k₂’＝(kx₂’，ky₂’，kz₂’)

kx₂’＝0

ky₂’＝π/a

kz₂’＝kz’

k₃’＝(kx₃’，ky₃’，kz₃’)

kx₃’＝-π/a

ky₃＝0

kz₃’＝kz’

k₄’＝(kx₄’，ky₄’，kz₄’)

kx₄’＝0

ky₄’＝-π/a

kz₄’＝kz’

除上述的方法之外，还可进行单独或组合“对相位晶格16a或相位晶格17a倾斜入射平面波”和“不设置相位晶格16a或相位晶格17a，而对光子晶体11的入射端面11a本身实施加工，使其与相位晶格16a或相位晶格17a具有相同的功能”等的方法来进行相位调制。

在前述的方法中，在光子晶体11中实现了基于布里渊区域边界上的能带的传播的情况下，来自光子晶体11的出射端面的出射光产生了显著的衍射。因此，若对来自光子晶体11的出射光施加相位调制，则可以得到平面波状的出射光。作为相位调制的方法，例如仍使用上述的图8A或图8B所示的相位晶格16a或相位晶格17b，但将输入输出端上反向设置。若在光子晶体11的入射侧和出射侧两侧对称设置相同的相位晶格，由于对任何方向的传播光都为相同的作用，所以例如可以在两端原样耦合光纤等。

通过上述方法，可以在光子晶体11内高效形成高级能带传播光。以下说明使用这些方法形成的光学器件，即实施方式的使用了光子晶体的波导器件的结构。另外，后面描述波导部分为光纤状的情况(图13)。图9A是表示本实施方式的使用了光子晶体的波导器件40的结构的立体图。另外，图9B是波导器件40的波导部分47的XY平面截面图。

在图9A和图9B中，在适当的基板49上形成有包含二维光子晶体41的波导部分47。光子晶体41在作为光的传播方向的Z方向上具有一样的折射率，在相对于光的传播方向为垂直方向的X轴和Y轴方向上，具有折射率周期性。具体地，如图9B所示，在光子晶体41的上下面(与XZ面平行的端面)上设置了光子晶体57a和光子晶体57c。另外，在光子晶体41的左右面(与YZ平行的端面)上分别形成有光子晶体57b。这些光子晶体57a、57b和57c是波导部分47的包层，是与位于纤芯的光子晶体41不同的折射率周期或材质，起到使光封入到光子晶体41中的作用。

传播光的光子晶体41，在Y轴方向上存在交替且周期性地层叠了物质45a和物质45b的位置和设置了物质45c的位置。另外，X轴方向上有交替且周期性地层叠了物质45c和物质45a的层和交替且周期性地层叠了物质45c和物质45b的层。另外，物质45a、物质45b和物质45c沿Z轴方向延伸。另外，在本实施方式中，物质45c为空气。这样，光子晶体41在光的传播方向之外的方向上具有折射率周期性。另外，如图9B所示，光子晶体41的Y轴方向的周期为ay，X轴方向的周期是ax。

在该光子晶体41的两端设置作为相位调制部的相位晶格46a和46b。进一步，在相位晶格46a上设置有入射入射光42的棒透镜52a等的入射部。通过该棒透镜52a在相位晶格46a的端面聚光入射光42。由此，可以对相位晶格46a垂直入射光。另外，在相位晶格46b的出射端侧，设有作为出射单元的棒透镜52b。将相位晶格46a设计成如上所述的能够产生例如相当于波数矢量k₁的衍射波、相当于波数矢量k₂的衍射波、相当于波数矢量k₃的衍射波和相当于波数k₄的衍射波的结构。由此，在光子晶体41中实现了基于布里渊区域边界面上的能带的传播。另外，虽然将相位晶格46a和相位晶格46b分别设置在光子晶体41的端面附近，但是也可与光子晶体41接触。另外，也可将各个光子晶体41与相位晶格46a及相位晶格46b分别一体形成。由此，可以容易进行制作。

在这种波导器件40中，例如将来自光纤等的入射光42通过作为入射部的棒透镜52a进行聚光，并入射到设置于光束收敛部(beam waist)位置上的相位晶格46a。将通过相位晶格46a相位调制后的入射光42入射到作为波导部分47的纤芯的光子晶体41中，成为特定的高级能带传播光。即，在光子晶体41中，实现了布里渊区域边界的传播，可以产生“非常大的波长分散”、“群速度异常”等。

传播光在通过设置在光子晶体41的出射端面上的相位晶格46b再次转换为平面波后，入射到棒透镜52b中成为出射光43，与光纤等耦合。

高级能带传播光如前所述，通过入射光的波长，群速度大大变化。因此，波导器件40可以用作光延迟器件或光通信中的分散补偿器件等光控制器件。

另外，如前所述，群速度慢的传播光有增强非线性光学效果的作用，所以通过在光子晶体41中，将表现非线性光学作用的物质作成微粒子状来进行掺杂，可得到具有更大的非线性光学效果的器件。另外，波导器件40若耦合到属于布里渊区域边界面附近的能带，则具有前述的效果。

另外，为了增大非线性光学效果，例如有在光子晶体41的每个周期上，设置包含表示非线性光学作用的物质的薄膜层的方法和将形成光子晶体41的物质本身作为具有非线性作用的物质的方法等。

说明制造用于包含图9B所示的光子晶体41的波导部分47的顺序。首先，在基板49上在Y轴方向上交替成膜物质45a和物质45b，来形成周期性的多层膜。接着，在由物质45a和物质45b构成的多层膜的XZ平面上附上斑纹状图案的掩模，通过进行蚀刻，来形成以Y轴方向为深度方向的沟槽。通过形成该沟槽，来设置作为空气的物质45c。

在制造波导部分47时，通过使在Y轴方向上层叠的多层膜的材质和膜厚的图案及沟槽的宽度和周期性的图案等变化，可改变波导部分47的结构。

例如，图10A和图10B是表示图9B所示的光子晶体41中的布里渊区域的图。图10A是XY平面图，图10B是立体图。如图10A和图10B所示，XY平面上的布里渊区域形状为长方形。这时作为入射的平面波的组合是相当于B1、B2、B3和B4线上的平面波。下面表示这些平面波的波数矢量k₁、k₂、k₃和k₄。

k₁＝(kx₁，ky₁，kz₁)

kx₁＝π/ax

ky₁＝π/ay

kz₁＝kz

k₂＝(kx₂，ky₂，kz₂)

kx₂＝-π/ax

ky₂＝π/ay

kz₂＝kz

k₃＝(kx₃，ky₃，kz₃)

kx₃＝-π/ax

ky₃-π/ay

kz₃＝kz

k₄＝(kx₄，ky₄，kz₄)

kx₄＝π/ax

ky₄＝-π/ay

kz₄＝kz

其中，若设真空中的波长为λ₀，则kz可以通过

λ₀＝2πn/(kx₁ ²+ky₁ ²+kz₁ ²)^0.5来进行计算。

另外，图10A和图10B所示的相当于在CX1、CX2线上的平面波的情况下的波数矢量k₁和k₂为

k₁＝(kx₁，ky₁，kz₁)

kx₁＝π/ax

ky₁＝0

kz₁＝kz

k₂＝(kx₂，ky₂，kz₂)

kx₂＝-π/ax

ky₂＝0

kz₂＝kz。

同样，相当于在Cy1、Cy2线上的平面波的情况下的波数矢量k₁和k₂为

k₁＝(kx₁，ky₁，kz₁)

kx₁＝0

ky₁＝π/ay

kz₁＝kz

k₂＝(kx₂，ky₂，kz₂)

kx₂＝0

ky₂＝-π/ay

kz₂＝kz。kz值的计算方法与上述相同。

另外，为了实用化本实施方式的波导器件40，向光子晶体41的X轴方向和Y轴方向封入光是不可缺的。

假设在光子晶体41内传播的高级能带传播光(角频率ω)的周期为λ。由于角频率ω的电磁波在真空中的周期为λ₀＝2πc/ω，所以将λ₀/λ的值定义为有效折射率。设与光子晶体41的侧面接触的媒体的折射率为n，若满足

λ₀/λ＞n的条件，则传播光在与光子晶体41的侧面接触的媒体侧产生波面，可不泄漏。因此，在光子晶体41内封入了传播光。

但是，根据光子能带的特别形状，存在有效折射率不足1的情况，这种情况下，即使外侧的媒体为真空也不会封入。因此，需要防止传播光的逃逸。在这种情况下，在图9B中，在光子晶体41的周围设置的光子晶体57a、57b和57c各自的折射率周期或结构与光子晶体41不同，而可以实现传播光的封闭。即，通过用周期不同的光子晶体57a、57b和57c来包围作为纤芯的光子晶体41的周围，可将传播光封入到光子晶体41内。

图11对波长λ₀表示了彼此相邻的光子晶体彼此在YZ平面上的能带模式图。图11的光子晶体分别具有周期c和周期d(d＞c)。在周期c的光子晶体的内部传播布里渊区域边界中的Z方向的传播光(基于第一能带)。在图11中，箭头500表示传播光的能量的方向。另外，还图示了对于波长λ₀的能带501。在光子晶体包层11中，在Z方向上产生不存在能带的区域(带隙502)，而不存在对应于光子晶体(周期c)内部的传播的能带。因此，光子晶体(周期c)的传播光不耦合到光子晶体(周期d)。即，进行了封闭。

这样，通过使用具有不同周期的光子晶体，可防止来自光子晶体的光的泄漏。

如图9B所示，封闭用的光子晶体57a、57b和57c的材料或结构可以为与传播用的光子晶体41不同的结构，但是若考虑多层膜的制作工艺，则最好使用同一材料来改变周期。图9B中，例如，在二维光子晶体41的上侧为与光子晶体41周期不同的二维光子晶体57a。另外，在二维光子晶体41的左右设置与光子晶体41宽度不同的二维光子晶体57b。另外，在二维光子晶体41的下侧，设置与光子晶体41周期不同的一维光子晶体57c。

当然，在光子晶体41中使用的波长域和传播能带中对应于传播光的波数矢量的能带不存在于光子晶体57a、57b和57c侧的情况，需要通过能带计算来确认并进行设计。

另外，由于基于图11所示的能带图的光的封闭的判断以封闭用光子晶体(周期d)具有无限周期结构为前提，所以若封闭用光子晶体的周期数例如为3周期左右，则封闭不充分，传播光会向外部泄漏。另外，不需要的周期数变多的情况从成本和多层膜的持久性和精度方面来说不好。因此，最好通过实验和电磁波仿真来决定实际需要的最低限度的周期数。

另外，若根据本发明人的仿真，由于高级能带传播光中电场的波峰和波谷彼此不同地行进，所以很难产生来自表面的波面，有很难泄漏的特征。因此，在图9A和图9B所示的波导器件40中，也可不设置光子晶体57a、57b和57c，而构成使光子晶体41的侧面与空气层等的均匀物质直接接触的结构。

另外，图12是表示设有反射层51的光子晶体41的结构的截面图。在图9B所示的光子晶体41的周围设置光子晶体57a、57b和57c，但是也可代替其，如图12所示，在光子晶体41的周围形成金属膜等反射层51。由此，传播光可以不从光子晶体41内向外泄漏地进行传播。

但是，在光子晶体41的周围设置反射层51的情况下，还产生由多层膜强度的降低和反射率不足造成的传播光的衰减等问题。

以上，虽然说明了波导器件40，但是若在光子晶体41中实现由布里渊区域边界面上的能带进行的传播，则可以如前所述，对光子晶体41的入射端面从倾斜方向入射光，而不特别使用相位晶格46a。由此，在光子晶体41中实现了基于布里渊区域边界面上的能带的传播。图9C是表示本实施方式的使用了其他光子晶体的波导器件40a的结构的立体图。图9C的波导器件40a与图9A的波导器件40不同，不具有相位晶格46a，使作为入射部的棒透镜52a相对于入射端面以倾斜的角度(入射角θ)入射光，而不是垂直地入射光。另外，入射端面相对于Z轴垂直。这时，入射相对于入射端面倾斜的光的棒透镜52a为相位调制部。

另外，通过使光子晶体的入射端面相对于传播方向倾斜，使得相对于入射端面倾斜地入射光，也可在光子晶体41中实现基于布里渊区域边界面上的能带的传播。具体地也可以为图9D所示的波导器件40b。图9D是表示本实施方式的使用了其他光子晶体的波导器件40b的结构的立体图。图9D的波导器件40b的波导部分47a与图9C所示的波导器件40a的波导部分47不同，入射端面相对于传播光的传播方向(Z方向)不垂直。在除此之外的方面，图9D的波导器件40b和图9C的波导器件相同。这样，波导部分47a的入射端面倾斜，位于波导部分47a的纤芯的光子晶体的入射端面也相对于传播方向(Z方向)倾斜，而不垂直。并且，设置有棒透镜52a，使其相对于入射端面以θ的入射角入射光。

以上，说明了本实施方式的使用了光子晶体的波导器件，以传播光的二维光子晶体的截面为大致矩形的情况为例来进行了说明。但是，本实施方式并不限于此，即使二维光子晶体的截面大致为圆形、光子晶体本身为圆筒形状(光纤状)的所谓的光子晶体光纤也具有相同的效果。

下面说明光子晶体为光纤状的情况。

图13示出表示了基本的二维光子晶体光纤的结构的立体图。圆筒状的光纤130具有在其中心轴的周围设有二维周期结构的纤芯部131，没有周期性的包层部分132包围其周围。

图14A是表示本实施方式的使用了光纤状的光子晶体的波导器件145的结构的立体图。光纤140由具有二维周期结构的纤芯部141和其周围的包层部分142构成。在光纤140的两端分别设置相位晶格146a和146b。若将作为平面波的入射光通过作为入射部的棒透镜143a入射到相位晶格146a中，则进行了相位调制。将进行了相位调制的光入射到纤芯部分141中，并在纤芯部分141中作为高级能带光来传播并射出。虽然所射出的光是衍射光，但是通过相位晶格146b再次恢复到平面波，而入射到作为射出部的棒透镜143b中。两端的相位晶格146a和146b为同一形状，其可以用于入射和出射的任何一个方向。相位晶格146a如前所述，为相位调制平面波的结构，使得在光子晶体41中，实现了基于布里渊区域边界上的能带的传播。

由于波导器件145是光纤状，因此其用途较广。

虽然包层部142和纤芯部141具有各自的光子晶体，但是具有不同的周期和结构，来进行通过光子带隙来封闭纤芯部141的传播光的任务。

另外，图14B是表示可用于图14A的波导器件145的其他光纤150的结构的立体图。如图14B所示，光纤150的纤芯部151与图14A的光纤140的纤芯部141具有相同的结构。但是，如图14B所示，包层部152也可以是在半径方向上具有周期性的同心圆状的光子晶体结构。这种包层结构可以通过例如如在文献Photonics West 2003 Technical Summary digest、p.383、演讲号C4993-04所提出的，在缠绕了由折射率不同的两层构成的薄膜后进行固定，并拉丝延伸的方法来进行制作。这种情况下的结构准确来说为螺旋状而不是同心圆状，可以充分发挥封闭的效果。另外，也可图14B的光纤150的输入输出端设置图14A所示的相位晶格146a和146b。

与上述相同，在通过相位晶格146a，相位调制了平面波后，通过与光纤140或光纤150耦合，在光纤140或光纤150内部传播高级能带。因此，与使用了基于最低级能带的单模传播的现有技术的光纤相比，产生大很多的群速度异常。因此，可以发挥很强的分散补偿效果和非线性光学效果。

另外，由于纤芯部分141或纤芯部分151为周期结构，大小没有限制，所以可以容易实现大口径的纤芯，可以在光纤间简化连接。

光纤状的光子晶体可以通过在光纤状均匀物质内沿其长度方向形成多个空洞，且使其多个空洞配置成相对于与长度方向平行的轴具有对称的周期性来实现。可以在该空洞部分的全部或一部分上填充例如流动性物质。

作为这些多个空洞的配置，说明了制造容易的三角排列。图15A是表示在图14A所示的光纤140的XY平面中的纤芯141的空洞的配置的图。如图15A所示，在均匀物质162上形成有空洞161。该情况下的周期e是各空洞161间的距离。进一步，图15B和图15C表示图15A所示结构的布里渊区域。图15B是XY平面图，图15C是立体图。从图15B可以看出，XY平面中的布里渊区域为六角形。这时作为所入射的平面波的组合，例如只要相当于在B1、B2、B3、B4、B5、B6线上的平面波的叠加或相当于在C1～C6线上的平面波的叠加即可。

另外，由于在基于高级传播能带的传播光中产生了所谓的“光子晶体的群速度异常”，所以可以期待产生了非线性光学效果的增强作用等。在本实施方式中不在群速度异常几乎没有产生的第一能带光上取能量。因此，例如，通过使多层膜或光子晶体光纤的纤芯部分含有非线性光学物质而可得到大的光学非线性的增强效果(例如，参照Optical Fiber Communication2002/Conference and Exhibit Technical Digest、THK4、p.468)。

在上面说明的本实施方式的使用了光子晶体的波导器件中，作为光子晶体的材料若可确保使用波长区域的透明性，则并不进行特别限定，但是一般作为多层膜的材料使用在持久性和制膜成本方面良好的二氧化硅、硅、氧化钛、氧化钽、氧化铌、氟化镁、氮化硅等适当的材料。另外，上述材料通过溅射、真空蒸镀、离子辅助蒸镀和等离子CVD等的公知的方法，来容易成为多层膜。另外，图9A所示的波导器件40也可为不使用基板49的所谓的空运线(air bridge)结构。

由于构成光子晶体的多个材料间的折射率比越大，波长分散等有变大的倾向，所以最好这种特性针对需要的用途来组合高折射率材料和低折射率材料。实际上可实现的折射率比当例如作为低折射率材料使用空气(折射率为1)、作为高折射率材料使用InSb(折射率n＝4.21)时，折射率比可以为4以上(参照“微光学带隙”，朝昌书店、1995年、p.224)。

光子晶体光纤可以通过捆绑石英玻璃管来拉丝的一般公知的方法来制作。这时，通过石英和空气孔的组合来形成折射率周期结构，可以得到充分的效果。

若构成光子晶体的各材料的折射率比变小，则有基于偏光方向的特性的差别变小的倾向。因此，为了实现偏波无依靠，减小折射率比也是有用的。

若适当选择材料，本实施方式的使用了光子晶体的波导器件在通常使用的200nm～20um左右的波长范围的光器件中尤其可以发挥其效果。但是，由于光子晶体的原理可以适用于一般电磁波，所以可以应用于波长更长的电波和波长短的X线或伽马线。即，不仅光，在整个电磁波中，可以使用本实施方式的用了光子晶体的波导器件。

另外，在传播使用了本实施方式的光子晶体的波导器件的电磁波的光子晶体中，电磁波的传播方向的折射率周期性不是必要条件。但是，例如，通过设置在传播方向上稍微有折射率差的包层衍射晶格，还可以仅反射特定波长的电磁波。

(计算例)

作为具体例，对于从图3所示的二维光子晶体11的端面11a入射平面波的情况，实施了以下条件下的电磁波仿真(有限要素法)。在下面的计算例中，长度全部以作为折射率周期的周期a为基准来标准化。

(1)光子晶体的结构。

在物质15b中正方形排列了作为圆柱空孔的物质15a。

(物质15b)折射率n_B＝1.45，

(物质15a)折射率n_A＝1.00、半径R为0.3a的圆柱形状。

圆柱的中心坐标是(x，y)＝(pa，pb)，p、q为整数，

光子能带图(TE偏光)与图4所示相同。

(2)入射光

(真空中的波长)λ₀＝a(a/λ₀＝1.00)

作为对应于图7A和图7b所示的B1、B2、B3和B4上的点的平面波，作为波数矢量，设定了下面所示的波数矢量k₁、k₂、k₃和k₄。

k₁＝(kx₁，ky₁，kz₁)

kx₁＝π/a

ky₁＝π/a

kz₁＝kz

k₂＝(kx₂，ky₂，kz₂)

kx₂＝-π/a

ky₂＝π/a

kz₂＝kz

k₃＝(kx₃，ky₃，kz₃)

kx₃＝π/a

ky₃＝-π/a

kz₃＝kz

k₄＝(kx₄，ky₄，kz₄)

kx₄＝-π/a

ky₄＝-π/a

kz₄＝kz

其中，kz的值根据

λ₀＝2π/(kx₁ ²+ky₁ ²+kz²)^0.5的关系来求出。将与入射端面接触的位置的折射率n设为1。

入射的平面波是彼此由振幅和相位一致的用

A·exp(iωt)exp(-ik₁·r)

A·exp(iωt)exp(-ik₂·r)

A·exp(iωt)exp(-ik₃·r)

A·exp(iωt)exp(-ik₄·r)。来表示的4种。其中，A是振幅，i是虚数单位，ω是角频率，r＝(x，y，z)是表示位置的矢量。

(3)仿真

下面示出通过有限要素法来仿真光子晶体内部的传播的结果。如使用的软件是日本综合研究所制造的JMAG。

图16表示仿真中的计算模型。另外图17示出计算例中仿真的电场的强度分布。如图16所示，计算模型向XY方向无限扩展，但是在实际的计算中，如图17所示，仅计算了入射平面波的一个周期部分。由于设置了周期的边界条件，所以与无限周期结构等效。在入射端面中，将叠加上述四个波长的、设z＝0的下述式

E＝2Acos(ωt){cos(πx/2+πy/2)+cos(πx/2-πy/2)}的电场E的调制设定为边界条件。

作为仿真的结果，图17示出电场的强度分布。黑的部分表示电场强，174表示电场的波峰，173表示电场的波谷。下面，说明图17所示的电场图案。在XY平面上，中央的圆柱是电场的波峰，四边的圆柱(仅图示了一部分)为波谷。电场局限在物质15a的圆柱部分，在物质15b的部分弱。在相邻的圆柱(物质15a)中，有相位偏移半个周期的特征，可以看出是高级能带的传播。

(比较例)

接着，使用与上述计算例相同的模型，来进行入射光为Z轴方向上的单一的平面波的情况下的仿真。入射端面的电场E由

E＝2Acos(ωt)来表示，在XY平面上一样。

图18是基于比较例的仿真的电场的强度分布。图18中，黑的部分表示电场强、174表示指电场的波峰，173表示指电场的波谷。若根据图18所示的仿真的结果得到的电场的强度分布，可以看出电场图案变为复杂，基于多个能带的传播重叠。另外，可以看出XY平面上的相位一致。

如上说明，根据本实施方式的使用了光子晶体的波导器件，可以作为使用了光子晶体中的高级能带传播光的光波导型器件来使用。因此，可以广泛用作使用了由高级能带传播光的群速度异常引起的分散补偿、光学非线性的增强效果等的光学器件。另外，不仅作为光学器件，还可控制所有波长的电磁波，可以将电磁用作控制器件。

产业上的可利用性

本发明的使用了光子晶体的波导器件可以用作对应于宽的波长范围的电磁波控制器件。

Claims

1、一种使用了光子晶体的波导器件，具有：纤芯，由在与电磁波的传播方向垂直的两个以上方向上具有折射率周期性的光子晶体构成；包层，为了将所述电磁波封入到所述纤芯内，接触所述纤芯而配置，其特征在于，

具有入射侧相位调制部，该入射侧相位调制部将与属于所述纤芯部分的光子能带结构的布里渊区域边界面上或其附近的能带耦合、并在所述纤芯中传播的电磁波，入射到所述纤芯中。

2、根据权利要求1所述的使用了光子晶体的波导器件，其特征在于，所述入射侧相位调制部将全部或大部分属于单一的光子能带、并在所述纤芯内传播的电磁波入射到所述纤芯中。

3、根据权利要求1所述的使用了光子晶体的波导器件，其特征在于，作为所述纤芯的所述光子晶体，在所述电磁波的传播方向上不具有折射率周期性。

4、根据权利要求1所述的使用了光子晶体的波导器件，其特征在于，所述入射侧相位调制部将相对于所述纤芯的入射面具有倾角的大致平面波入射到所述纤芯。

5、根据权利要求1所述的使用了光子晶体的波导器件，其特征在于：所述纤芯的入射面相对于与所述电磁波的传播方向垂直的面倾斜，所述入射侧相位调制部将大致平面波入射到所述纤芯中。

6、根据权利要求1所述的使用了光子晶体的波导器件，其特征在于：所述入射侧相位调制部在所述纤芯的入射面中，将在与所述入射面平行的面内方向上周期性地进行了相位调制的电磁波入射到所述纤芯中。

7、根据权利要求6所述的使用了光子晶体的波导器件，其特征在于：所述入射侧相位调制部使多个大致平面波入射到所述纤芯的入射面，并将通过使所述多个大致平面波在所述入射面干涉而相位调制后的电磁波，入射到所述纤芯中。

8、根据权利要求6所述的使用了光子晶体的波导器件，其特征在于，所述入射侧相位调制部具有：相位晶格，该相位晶格配置在与所述纤芯的所述入射面接近或接触的位置上；入射部，将电磁波入射到所述相位晶格中。

9、根据权利要求8所述的使用了光子晶体的波导器件，其特征在于，所述相位晶格与所述纤芯一体形成。

10、根据权利要求1所述的使用了光子晶体的波导器件，其特征在于，进一步具有出射侧相位调制部，设置在与射出电磁波的所述纤芯的出射面接近或接触的位置上；所述出射侧相位调制部将从所述纤芯中射出的电磁波转换为大致平面波。

11、根据权利要求10所述的使用了光子晶体的波导器件，其特征在于，所述射出侧相位调制部与所述纤芯一体形成。

12、根据权利要求10所述的使用了光子晶体的波导器件，其特征在于，所述出射侧相位调制部与所述入射侧相位调制部为相同的结构，入射端和出射端的方向设置在与所述入射侧相位调制部相反的位置上。

13、根据权利要求1所述的使用了光子晶体的波导器件，其特征在于，所述包层是在与所述纤芯内传播的电磁波的传播方向垂直的至少一个方向上具有折射率周期性的光子晶体。

14、根据权利要求13所述的波导器件，其特征在于，所述包层在所述纤芯内传播的电磁波的传播方向上不具有折射率周期性。

15、根据权利要求1所述的使用了光子晶体的波导器件，其特征在于，由所述纤芯和所述包层构成的波导部分为在具有多个周期的多层体上形成了平行的多个沟槽的结构；所述沟槽相对于所述多层体的各层垂直，且沿着所述电磁波的传播方向。

16、根据权利要求1所述的使用了光子晶体的波导器件，其特征在于，所述纤芯是形成了沿电磁波的传播方向延伸的多个空孔的均匀物质；在与所述电磁波的传播方向垂直的面中，以一定的周期配置了所述空孔。

17、根据权利要求16所述的使用了光子晶体的波导器件，其特征在于，在所述空孔的全部或一部分中填充了流动性物质。

18、根据权利要求16所述的使用了光子晶体的波导器件，其特征在于，在所述多个空孔的全部或一部分中填充了具有光学非线性作用的活性物质。

19、根据权利要求16所述的使用了光子晶体的波导器件，其特征在于，所述纤芯是截面为大致圆形的光纤状。