CN1906512A - 光学器件、及光子晶体厚片的制造方法 - Google Patents

Abstract

期望以更简单的光学系统对于不具有光子晶体的周期的方向封闭光。一种光学器件，其具备GI型光子晶体厚片4，所述GI型光子晶体厚片4包括：第一部件，其在与入射的光的光轴20的方向垂直的第一方向，具有从光轴20朝向两方向减少的折射率分布12；及第二部件，其在与第一方向不同的第二方向，实质性地周期性配置于第一部件中。第一部件具有的第一方向上的折射率分布12、GI型光子晶体厚片4具有的第一方向上的厚度、入射的光的波长、及入射的光的、光入射的GI型光子晶体厚片4的入射端9的内侧的、在第一方向上的入射端光束光斑半径ω₁被设定为：使入射的光在第一方向实质上封闭于GI型光子晶体厚片4的内部。

Description

光学器件、及光子晶体厚片的制造方法

技术领域

本发明涉及利用了使用于例如滤波器、棱镜、波导、及光平面回路等的光子晶体厚片(optical crystal slab)的光学器件(optical device)、及光子晶体厚片的制造方法。

背景技术

现有的光子晶体厚片包括：二维光子晶体，其在折射率一定的厚片(折射率＝ν₂)中二维周期性排列有多个柱状部分(折射率＝ν₁)；下部包层(clad)及上部包层(折射率＝ν₃)，其沿膜厚方向夹入二维光子晶体且具有比ν₁、ν₂低的折射率；及基板。

(1)在光子晶体厚片中传播的光在与折射率比二维光子晶体的任何部分都低的上下包层的分界通过全反射而在上下方向上被封闭(例如，参照特开2001-337236(例如，第1图))。

(2)又，在二维及三维光子晶体中，有使周期长或周期性的方向关于晶体中的位置徐徐地或台阶状地变化的光子晶体(例如，参照特开2001-91701(例如，第9图))。另外，图9是在Z方向上交替地重叠配置高折射率材料10(SiO₂)和低折射率材料11(SiO₂)的结构，由图10表示图9的构造的波导作用的原理。

另外，特开2001-337236、特开2001-91701的文献的所有公开，通过完全原封不动地引用，在此一体化。

(1)但是，在前者中，需要选择在二维周期性配置的柱状部分(折射率＝ν₁)、柱状部分以外(折射率＝ν₂)及包层部分(折射率＝ν₃)之间满足ν₁≠ν₂、ν₁＞ν₃、ν₂＞ν₃的关系的材料。而且，为了降低膜厚方向的光的漏泄，ν₁和ν₃的折射率差及ν₂和ν₃的折射率差较大为好。又，为了构成光子晶体，也需要ν₁和ν₂的折射率差尽可能大。

因此，材料的组合受到限制。

例如，在选择了折射率最低的空气(折射率＝1)作为包层的情况下，光子晶体部分组合高折射材料(例如，折射率＝3以上的半导体材料)和低折射率材料(例如，树脂·玻璃·空气等)。以此，可以确保作为光子晶体的最低限的折射率差(若使低折射率材料为空气，则能够得到光子带隙，不过严格地说，不满足ν₁＞ν₃)。

但是，使包层为空气的气桥(air bridge)构造需要使光子晶体浮在空中，从而有时操作困难。

又，在设包层为作为固体的最低折射率材料的氟化物(折射率＝约1.3)的情况下，若作为光子晶体部分的低折射率材料而使用接近高折射率材料的折射率的半导体材料，则作为光子晶体的功能被限定，另一方面，若作为光子晶体部分的低折射率材料而使用树脂或玻璃等折射率为2以下的材料，则包层等的折射率差变小，膜厚方向的光的封闭变弱(特别是，在膜厚为5μm以下的二维光子晶体的情况下，因为衍射较大，所以大部分光漏泄)。

(2)又，在后者中，利用长周期光子晶体部分的芯(core)和包围芯的短周期光子晶体的包层，通过周期控制在周围方向上增大相位速度，以此将光封闭于相位速度相对低的芯。

该方法因为可以通过控制周期而自由地控制y方向的光的传播模场(mode field)的状态，所以在设备设计上优点非常大。又，因为芯或包层由固体构成，所以操作良好，较为实用。

但是，调制周期的该方法在制造工序上需要高度的管理，而且制造装置特殊。

发明内容

本发明考虑了上述现有这样的问题，其目的在于提供一种例如可以由更简单的光学系统对于不具有光子晶体的周期的方向封闭光的光学器件、及光学器件的制造方法。

本发明第一技术方案提供一种光学器件，其具备光子晶体，所述光子晶体包括：

第一部件，其在与入射的光的光轴的方向垂直的第一方向上，具有随着从所述光轴远离而减少的折射率的分布；及

第二部件，其在所述第一部件中，在与所述第一方向不同的第二方向上，实质性地周期性配置。

本发明第二技术方案的光学器件，在本发明第一技术方案中，随着从所述光轴远离而减少的所述折射率的分布，是朝向所述第二部件的所述周期性配置的方向以外的方向减少的折射率的分布。

本发明第三技术方案的光学器件，在本发明第二技术方案中，

(a)所述第一部件具有的在所述第一方向上的折射率的分布、

(b)所述光子晶体具有的在所述第一方向的厚度、

(c)所述入射的光的波长、及

(d)所述入射的光的、所述光入射的所述光子晶体的光入射端部的内侧的、所述第一方向上的光束光斑半径

被设定为：使所述入射的光在所述第一方向上实质上封闭于所述光子晶体的内部。

本发明第四技术方案的光学器件，在本发明第三技术方案中，所述光子晶体具有膜形状，所述第一方向是所述膜形状的膜厚的方向，所述第二方向是与所述膜形状的膜面平行的方向。

本发明第五技术方案的光学器件，在本发明第四技术方案中，所述第一部件具有的在所述膜厚的方向上的折射率的分布具有比规定的分布函数大的陡峭性，所述规定的分布函数基于：所述光子晶体具有的在所述膜厚方向上的厚度W；所述入射的光的波长λ；及所述入射的光的、所述光入射端部的内侧的、所述膜厚方向上的光束光斑半径ω₁而决定。

本发明第六技术方案的光学器件，在本发明第五技术方案中，所述规定的分布函数由具有针对坐标y的、折射率分布常数g及所述折射率的最大值n₁的二次函数

[公式1]

$n\left(y\right)=n_1(1-\frac{g^2{y}^2}{2})$

实质地求出，所述坐标y是以所述光轴为基准的所述膜厚的方向。

本发明第七技术方案的光学器件，在本发明第五技术方案中，所述规定的分布函数由具有针对坐标y的、折射率分布常数g、平坦部分常数a及所述折射率的最大值n₁的函数

[公式2]

$n^{\′}\left(y\right)=\left\{\begin{array}{cc}{n}_1\{1-\frac{g^2{(y+a)}^2}{2}\}& (y\≤-a)\\ n_1& (-a\≤y\≤a)\\ n_1\{1-\frac{g^2{(y-a)}^2}{2}\}& (a\≤y)\end{array}\right.$

实质地求出，所述坐标y是以所述光轴为基准的所述膜厚的方向。

本发明第八技术方案的光学器件，在本发明第六或第七技术反感中，所述折射率分布常数g实质地满足

[公式3]

$g\≥\frac{2\mathrm{\λ}}{{\mathrm{\π\ω}}_{1}W}.$

本发明第九技术方案的光学器件，在本发明第五技术方案中，所述入射的光的波阵面的所述光入射端部的曲率半径实质上无限大。

本发明第十技术方案的光学器件，在本发明第九技术方案中，所述光束光斑半径ω₁实质上是所述厚度W的一半。

本发明第十一技术方案的光学器件，在本发明第九技术方案中，所述膜厚在规定的部位变化。

本发明第十二技术方案的光学器件，在本发明第十一技术方案中，所述第一部件具有的所述膜厚方向上的折射率的分布、所述光子晶体具有的所述膜厚的方向上的厚度W、所述入射的光的波长λ、及所述入射的光的、所述光入射端部的内侧的、所述膜厚的方向上的光束光斑半径ω1被设定为所述入射的光在所述规定的部位在所述膜厚的方向漏泄到所述光子晶体的外部。

本发明第十三技术方案的光学器件，在本发明第九技术方案中，所述第二部件的实质周期性配置在规定的部位变化。

本发明第十四技术方案的光学器件，在本发明第十三技术方案中，所述规定的部位是所述入射的光的、所述光子晶体的内侧的、在所述膜厚的方向上的光束光斑半径取极大值或极小值的部位。

本发明第十五技术方案的光学器件，在本发明第十三技术方案中，所述规定的部位是从所述光入射端部至所述光出射的所述光子晶体的光出射端部连续的、实质上未配置所述第二部件的部位。

本发明第十六技术方案的光学器件，在本发明第九技术方案中，所述第二部件是利用在所述膜厚的方向上延伸的空孔而配置的空气。

本发明第十七技术方案的光学器件，在本发明第十六技术方案中，还具备保持所述光子晶体的基板，所述空孔在所述基板的侧延伸。

本发明第十八技术方案的光学器件，在本发明第三技术方案中，还具备用于将所述入射的光导引到所述光入射端部的导引部。

本发明第十九技术方案的光学器件，在八本发明第十技术方案中，所述导引部将所述入射的光变换为其波阵面的所述光入射端部的曲率半径实质上无限大。

本发明第二十技术方案的光学器件，在本发明第十八技术方案中，所述导引部将所述入射的光变换为在所述光入射端部形成光束损耗。

本发明第二十一技术方案的光学器件，在本发明第十八技术方案中，所述导引部将所述入射的光变换为其所述光入射端部的内侧的关于所述第一方向的光束光斑半径实质上成为关于所述光子晶体具有的所述第一方向的厚度的一半。

本发明第二十二技术方案的光学器件，在本发明第三技术方案中，所述第一部件是通过硅氧烷构造对应于所述折射率的分布而分布于以聚硅烷为主成分的基材而得到的部件。

本发明第二十三技术方案提供一种光子晶体厚片的制造方法，其用于制造光子晶体厚片，所述光子晶体厚片具有：第一部件，其在与入射的光的光轴的方向垂直的第一方向，具有折射率的分布；及第二部件，其在与所述第一方向不同的第二方向，实质性地周期性配置于所述第一部件中，

该方法包括：

第一工序，其供给以聚硅烷为主成分且具有规定的厚度的基材；

第二工序，其对所述被供给的基板引起所述聚硅烷的氧化反应，并且以所述厚度方向为基准来控制所述氧化反应的进行的程度，以此形成随着从所述光轴远离而减少的折射率的分布，及

第三工序，其在所述第二工序之前的工序或之后的工序中形成所述第二部件。

本发明第二十四技术方案的光子晶体厚片的制造方法，在本发明第二十三技术方案中，随着从所述光轴远离而减少的折射率的分布是指，朝向所述第二部件的所述周期性配置的方向以外的方向减少的折射率分布。

本发明第二十五技术方案的光子晶体厚片的制造方法，在本发明第二十四技术方案中，所述第一方向是所述基材的厚度方向，所述第二方向是与所述基材的表面平行的方向。

本发明第二十六技术方案的光子晶体厚片的制造方法，在本发明第二十五技术方案中，在所述第二工序中，对所述基材，通过从其两面侧照射紫外线来产生所述折射率的分布，并控制所述紫外线的照射量，使得所述折射率的分布的方式满足预先确定的基准。

本发明第二十七技术方案的光子晶体厚片的制造方法，在本发明第二十六技术方案中，在所述第一工序中，将所述基材涂敷于规定的基板上，在所述第二工序中，通过对所述被涂敷的基材进行所述紫外线照射及热处理，使所述基材固化，在所述第三工序中，对所述固化的所述基材使用模具或进行蚀刻，以此周期性配置作为所述第二部件的圆筒状的空孔。

本发明第二十八技术方案的光子晶体厚片的制造方法，在本发明第二十七技术方案中，所述预先确定的基准是指，所述折射率的分布具有比基于：关于所述光子晶体具有的所述膜厚方向的厚度W；所述入射的光的波长λ；及所述入射的光的、光入射端部的内侧的、关于所述膜厚方向的光束光斑半径ω₁，而设定的规定的分布函数大的陡峭性。

如上述明确所述，本发明具有例如可以由更简单的光学系统对于不具有光子晶体的周期的方向封闭光的效果。

附图说明

图1是本发明的实施方式一的GI型光子晶体厚片的剖面概要图；

图2是本发明的实施方式一的GI型光子晶体厚片的概要图；

图3是本发明的实施方式一的GI型光子晶体厚片的解析用模型的概要图；

图4是本发明的实施方式一的没有空孔的情况的GI型光子晶体厚片的光封闭条件的说明图；

图5是本发明的实施方式一的没有空孔的情况的GI型光子晶体厚片内的最大光斑径ω2和折射率分布常数g的关系的说明图；

图6是本发明的实施方式一的空孔半径r和周期δ的关系为约r＝0.2×δ的情况的GI型光子晶体厚片内的最大光斑径ω₂和折射率分布常数g的关系的说明图；

图7(a)～图7(c)是本发明的实施方式一的GI型光子晶体厚片的三维FDTD仿真结果的说明图；

图8是本发明的实施方式一的GI型光子晶体厚片(变形例)的概要图；

图9是本发明的实施方式三的膜厚变化的GI型光子晶体厚片的剖面概要图；

图10是本发明的实施方式四的有意控制传播损耗的GI型光子晶体厚片的剖面概要图；

图11是本发明的实施方式五的在光束损耗附近使周期构造变化的GI型光子晶体厚片的剖面概要图；

图12是本发明的实施方式的空孔延长到基板内部的GI型光子晶体厚片的概要图；

图13是本发明的实施方式的从入射端至出射端具有周期缺陷列的GI型光子晶体厚片的概要图；

图14是本发明的实施方式的将在入射端形成光束损耗的透镜设置于入射部的GI型光子晶体厚片的剖面概要图；

图15是本发明的实施方式的在与具有与膜厚不同的芯径的光纤之间设置有在膜厚方向上具有锥度和折射率分布的光束导引部的GI型光子晶体厚片剖面概要图；

图16(a)～图16(d)是本发明的实施方式二的GI型光子晶体的制造方法的特征部分的说明图；

图17(a)～图17(c)是本发明的实施方式二的GI型光子晶体的孔形成方法的说明图；

图18(a)～图18(c)是本发明的实施方式二的GI型光子晶体的其它的孔形成方法的说明图；

图19是本发明的实施方式的具有圆柱形状的GI型光子晶体的概要图。

图中，1—GI型厚片；2—空孔；3、3’—基板；4—GI型光子晶体厚片；5—入射侧波导；9—入射端；10—出射端；12—折射率分布；13—剖面；17—三角格子的基本格子矢量；18—一定部分；19—折射率分布部分；20—光轴(折射率极大位置)；30-GRIN透镜；31—空气层；90—膜厚减少部分；91—最低折射率分布常数增加部分；92—膜厚减少部分折射率极大位置；100—光封闭部分；101—光漏泄部分；102—漏泄光；103—(漏泄部分)折射率分布；110—光束损耗；111—功能部分；120—基板内空孔；130—周期缺陷部分；140—光源光束；141—透镜；142—波阵面；150—光纤；151—芯；152—包层；153—光纤的光轴；154—导引部；155—光束光斑轨迹；156—锥度；1601—片状聚硅烷；1602—聚硅烷构造(高折射率)；1603—硅氧烷构造(低折射率)；1604—已形成折射率分布的厚片。

具体实施方式

以下，参照附图说明本发明的实施方式。

(实施方式一)

首先，主要参照图1、2，说明本实施方式的光学器件的原理。

在此，图1是光子晶体厚片(在本说明书中，将其命名为Graded-Index型光子晶体厚片，以下，简称为GI型光子晶体厚片)的剖面图，是包含膜厚方向和传播方向的剖面13(参照图2)的概要图，所述光子晶体厚片具有如下的折射率分布：折射率在膜厚方向中心附近为极大，且随着从该中心距离变远而大致抛物线状地降低。又，图2是表示剖面13的位置的GI型光子晶体厚片的立体图。

另外，光束光斑轨迹41(参照图1等)在入射侧波导5(芯折射率：n₀)和GI型光子晶体厚片4的分界部分、或GI型光子晶体厚片4和空孔2的分界部分不连续地变化。但是，因为该不连续性的程度较小，所以如图1等所示，连续地图示光束光斑轨迹41(以下同样)。

又，入射端9的在GI型光子晶体厚片内侧的入射端光斑半径ω₁是GI型光子晶体厚片内光束光斑半径ω₂的最大值ω2_max以下。但是，在入射端的、光束的波阵面的曲率半径无限大的情况(以下主要考察的情况)下，因为它们一致，所以图示了该情况(以下同样)。

在本实施方式中，GI型光子晶体厚片4在容易由半导体工序或成型工序加工的厚片中二维周期性形成规定的柱状部分(柱状部件)，在该GI型光子晶体厚片4，与膜厚垂直的方向利用由光子晶体的特性控制光的方法，针对膜厚方向的光的封闭，利用不依存于包层的折射率的方法。

若更具体地叙述，则如图1所示，本实施方式的光学器件具备：GI型光子晶体厚片4，其在与具有折射率不随着在膜厚方向上从折射率的极大(最大)部分远离而增加的折射率分布的GI型厚片1中的膜厚方向垂直的二维方向上周期性配置有规定的折射率；及入射侧波导5，其作为使光向GI型光子晶体厚片4入射的输入部。

而且，GI型光子晶体厚片4具有在根本上由该入射端9的在GI型光子晶体厚片内侧的入射端光斑半径ω₁、波长λ及GI型厚片1的膜厚方向的折射率分布形状设定的GI型光子晶体厚片内光束光斑半径ω₂的2倍以上的膜厚W。

这样，通过设置满足折射率不随着在光子晶体的周期方向以外的方向上从折射率的极大部分远离而增加这一特定的条件的折射率分布，可以在光因衍射效果而漏泄的方向上封闭光。

又，通过操作折射率分布的形状，可以使不具有光子晶体的周期的方向的光束光斑的半径ω₂的大小任意地变化。

在实施方式二中，说明伴随着折射率分布的形状操作的、这样的光子晶体的制造方法。

另外，GI型光子晶体厚片4对应于本发明的光子晶体，本实施方式的光学器件对应于本发明的光学器件。

接着，更详细地说明本实施方式的光学器件的结构及动作。

本实施方式的光学器件具备基板3、及结合于GI型光子晶体厚片4的入射端9的、芯折射率n₀的入射侧波导5。

又，本实施方式的光学器件具备GI型光子晶体厚片4，所述GI型光子晶体厚片4形成有关于与垂直于GI型厚片1的y方向的光传播方向对应的z方向和与宽度方向对应的x方向而二维周期性排列，且沿y方向延伸的多个空孔2，所述GI型厚片1具有：在与膜厚方向对应的y方向的大致中心具有极大值n₁，且关于距与y＝0对应的光轴(折射率极大位置)20的距离y，大致沿着

[公式1]

$n\left(y\right)=n_1(1-\frac{g^2{y}^2}{2})$

的折射率分布12而降低的折射率分布。

在此，关于折射率分布常数g，

[公式3] $g\≥\frac{2\mathrm{\λ}}{{\mathrm{\π\ω}}_{1}W}$

成立。其中，W是GI型厚片1的膜厚，ω₁是入射端9的在GI型光子晶体厚片内侧的光束光斑半径，λ是波长。

另外，基板3用于加强GI型光子晶体厚片4的强度，对光的封闭不产生任何作用，所以即使除去也无妨。

这样，通过使GI型光子晶体厚片4的折射率变化为特定的折射率变化以上，则越从光轴20远离越可以进一步加快相位速度，所以可以抑制成为光漏泄的原因的衍射。

另外，就通过上述的y方向的折射率的分布满足上述(公式1)、(公式3)的条件，可以进行膜厚方向的光封闭的原因而言，将在后面进一步提到，在此，简单地叙述在本实施方式中导出的这些公式的利用例。

即，例如，在成为传播对象的光的波长λ、上述光束光斑半径ω₁及GI型厚片1的膜厚W作为要求规格而预先设定的状况下，设计并制造可以进行膜厚方向的光封闭的GI型光子晶体厚片4时利用上述的公式。具体地，将上述要求规格代入到公式3，求出折射率分布常数g，并以此为基础决定(公式1)的分布函数。然后，如后所述，例如可以制造硅氧烷构造对应于上述分布函数而分布于由以聚硅烷为主成分的基材(厚片1604，参照图16(d))的GI型光子晶体厚片4。

又，与上述的例相反地，在预先设定了可以制造的折射率的分布，且设定了作为上述3个要素的、成为传播对象的光的波长λ、上述光束光斑半径ω₁、及GI型厚片1的膜厚W内的任意2个的情况下，可以通过利用上述公式，适当地导出剩余的一个要素。

接着，更详细地说明GI型光子晶体厚片4的膜厚方向的光封闭机理。

因为GI型光子晶体厚片4的膜内的光的控制由二维晶格控制，所以只要在包含与膜厚方向对应的y方向和与光传播方向对应的z方向的剖面13(参照图2)封闭y方向的光即可。不过，因为空孔2越大因衍射而导致的光损失越大，所以设定空孔2的占有率变得最大(即，空孔2的剖面包含空孔2的直径)的、构成二维晶格的二维三角格子的基本格子矢量17之一表示的方向为与光传播方向对应的z方向。该空孔2的占有率为最大的情况的光封闭条件，即使在空孔的占有率较小的所有的情况下也是有效的。

图1的剖面内的光束解析可以置换为如图3所示的周期性纵向排列有GRIN(Graded-Index)透镜30和空气层31的1维透镜波导模型。

在此，图3是纵向排列有GRIN透镜的GI型光子晶体厚片的解析用模型。

因此，通过使用了光线矩阵的光束解析，对麦克斯韦尔方程式进行向量解析。

具有长度d的GRIN透镜30、及具有长度2r的空气层31的每一个光线矩阵分别由

[公式4]

$\left[\mathrm{Lens}\left(d\right)\right]=\left[\begin{array}{cc}\cos \mathrm{gd}& \frac{1}{g}\sin \mathrm{gd}\\ -g\sin \mathrm{gd}& \cos \mathrm{gd}\end{array}\right]$

[公式5]

$\left[\mathrm{Air}\left(r\right)\right]=\left[\begin{array}{cc}1& 2r\frac{n_1}{n_0}\\ 0& 1\end{array}\right]$

表示。其中，r是空孔半径，n₀如上所述是与GI型光子晶体厚片入射前的材料相当的光波导5的折射率。

因而，距纵向排列有n个GRIN透镜30的GI型光子晶体厚片内的第k个GRIN透镜36(k＝1，2，……，n)的入射端距离为z’的位置(距GI型光子晶体入射端的距离是Z＝(k-1)×d+z’)的光线矩阵为

[公式6]

$\left[\mathrm{GIPC}\left(Z\right)\right]=[\mathrm{Lens}\left(z^{\′}\right){]\left(\right[\mathrm{Air}\left(r\right)\left]\right[\mathrm{Lens}\left(d\right)\left]\right)}^{k-1}=\left[\begin{array}{cc}A& B\\ C& D\end{array}\right].$

其中，A、B、C、D是矩阵要素。

第k个GRIN透镜36内的光束光斑半径ω₂和在入射端9的光斑半径ω₁对于这样的光线矩阵的关系由

[公式7]

${\left(\frac{{\mathrm{\ω}}_2}{{\mathrm{\ω}}_1}\right)}^2={(A+\frac{B}{R_1})}^2+{\left(\frac{\mathrm{\λ}}{{{\mathrm{\π\ω}}_1}^2}\right)}^2{B}^2$

表示。其中，R₁是在入射端的、光束的波阵面的曲率半径。

A及B与GRIN透镜的透镜效果和由空孔的空间传播构成的光束的约束有关，λ/ω₁与因衍射效果而导致的漫射有关。因而，(公式7)的右边的第1项对不考虑光的波动性的几何光学决定的ω₁和由R₁计算的ω₂的成分起作用，同第2项对由以B表示的透镜效果抑制了衍射的ω₂的成分起作用，所述衍射由考虑了光的波动性的波动光学决定。

因而，为了减小ω₂，最好几何光学式地减小ω₁并增大R₁，波动光学式地增大ω₁并减小λ。不过，通常，因为光子晶体厚片的膜厚一般来说比单模光纤(SMF)的模场直径(MFD)的约9μm小，所以与ω₁相比，1/ω₁对光斑半径ω₂的影响大得多。

另外，因为光束光斑半径ω₂由成为高斯光束的强度在中心的极大值的1/e²(e是自然对数的底)的半径定义，所以并不是所有的光束均不超过GI型光子晶体厚片的膜厚。但是，只要光束光斑半径ω₂在膜厚内变化，光束就不会超过膜厚。

接着，欲以折射率分布常数g、膜厚W、及空孔半径r等GI型光子晶体厚片的结构要素来表示光封闭条件。

但是，以这些结构要素的关系式表示光封闭条件是非常困难的，具体的光封闭条件依赖于使用了计算机的数值解析，是较为实用的。

以下，使用空孔半径r和光封闭的关系，导出在GI型光子晶体厚片内的光封闭的必要条件。

从空气层31的光线矩阵观察可以知道，因为在空孔没有透镜效果只有促进衍射的效果，所以GI型厚片产生的透镜效果需要在没有空孔的情况的衍射效果以上。

因而，代入r＝0而得到的条件是光封闭的必要条件。

从在r＝0时的GI型光子晶体厚片的入射端至Z位置的光线矩阵以

[公式8]

$\left[\mathrm{GIPC}\left(Z\right)\right]=\left[\begin{array}{cc}\cos \mathrm{gZ}& \frac{1}{g}\sin \mathrm{gZ}\\ -g\sin \mathrm{gZ}& \cos \mathrm{gZ}\end{array}\right].$

表示。

而且，(公式7)成为

[公式9]

${\left(\frac{{\mathrm{\ω}}_2}{{\mathrm{\ω}}_1}\right)}^2={(\cos \mathrm{gZ}+\frac{1}{R_1}\frac{1}{g}\sin \mathrm{gZ})}^2+{\left(\frac{\mathrm{\λ}}{{{\mathrm{\π\ω}}_1}^2}\right)}^2{\left(\frac{1}{g}\right)}^2{\sin }^2\mathrm{gZ}$

$=\frac{1}{R_1}\frac{1}{g}\sin 2\mathrm{gZ}-\frac{1}{2}\left[\right\{\frac{1}{{R_1}^2}+{\left(\frac{\mathrm{\λ}}{{{\mathrm{\π\ω}}_1}^2}\right)}^2\}{\left(\frac{1}{g}\right)}^2-1]\cos 2\mathrm{gZ}+\frac{1}{2}\left[\right\{\frac{1}{{R_1}^2}+{\left(\frac{\mathrm{\λ}}{{{\mathrm{\π\ω}}_1}^2}\right)}^2\}{\left(\frac{1}{g}\right)}^2+1]$

$=\mathrm{\ρ}\sin \{2\mathrm{gZ}-\mathrm{\θ}\}+\frac{1}{2}\left[\right\{\frac{1}{{R_1}^2}+{\left(\frac{\mathrm{\λ}}{{{\mathrm{\π\ω}}_1}^2}\right)}^2\}{\left(\frac{1}{g}\right)}^2+1].$

其中，取ρ，使得其满足

[公式10]

$\mathrm{\ρ}=\sqrt{{\left(\frac{1}{R_1}\frac{1}{g}\right)}^2+\frac{1}{4}{\left[\right\{\frac{1}{{R_1}^2}+{\left(\frac{\mathrm{\λ}}{{{\mathrm{\π\ω}}_1}^2}\right)}^2\}{\left(\frac{1}{g}\right)}^2-1]}^2}.$

取θ，使得其满足

[公式11]

$\cos \mathrm{\θ}=\frac{1}{R_1}\frac{1}{g}$

[公式12]

$\sin \mathrm{\θ}=\frac{1}{2}\left[\right\{\frac{1}{{R_1}^2}+{\left(\frac{\mathrm{\λ}}{{{\mathrm{\π\ω}}_1}^2}\right)}^2\}{\left(\frac{1}{g}\right)}^2-1].$

因而，ω₂的与Z有关的最大值ω_2max满足

[公式13]

${\left(\frac{{\mathrm{\ω}}_{2\max }}{{\mathrm{\ω}}_1}\right)}^2=\mathrm{\ρ}+\frac{1}{2}\left[\right\{\frac{1}{{R_1}^2}+{\left(\frac{\mathrm{\λ}}{{{\mathrm{\π\ω}}_1}^2}\right)}^2\}{\left(\frac{1}{g}\right)}^2+1]$

$=\sqrt{{\left(\frac{1}{R_1}\frac{1}{g}\right)}^2+\frac{1}{4}{\left[\right\{\frac{1}{{R_1}^2}+{\left(\frac{\mathrm{\λ}}{{{\mathrm{\π\ω}}_1}^2}\right)}^2\}{\left(\frac{1}{g}\right)}^2-1]}^2}+\frac{1}{2}\left[\right\{\frac{1}{{R_1}^2}+{\left(\frac{\mathrm{\λ}}{{{\mathrm{\π\ω}}_1}^2}\right)}^2{\}\left(\frac{1}{g}\right)}^2+1].$

以此可以知道，R₁越大ω_2max越小，对封闭光是有利的，所以以下，

通过

[公式14]

R₁＝∞

来考察

[公式15]

${\left(\frac{{\mathrm{\ω}}_{2\max }}{{\mathrm{\ω}}_1}\right)}^2=\frac{1}{2}|{\left(\frac{\mathrm{\λ}}{{{\mathrm{\π\ω}}_1}^2}\right)}^2{\left(\frac{1}{g}\right)}^2-1|+\frac{1}{2}\{{\left(\frac{\mathrm{\λ}}{{{\mathrm{\π\ω}}_1}^2}\right)}^2{\left(\frac{1}{g}\right)}^2+1\}$

的情况。

由(公式15)可以知道，在

[公式16]

$g<\frac{\mathrm{\&lambda;}}{{{\mathrm{\&pi;\&omega;}}_1}^2}$

的情况下，是

[公式17]

${\mathrm{\&omega;}}_{2\max }=\frac{\mathrm{\&lambda;}}{{\mathrm{\&pi;\&omega;}}_{1}g}$

在

[公式18]

$g\&GreaterEqual;\frac{\mathrm{\&lambda;}}{{{\mathrm{\&pi;\&omega;}}_1}^2}$

的情况下，是

[公式19]

ω_2max＝ω₁

因为为了封闭光的必要充分条件是

[公式20]

ω_2max≤W/2，

所以作为用于封闭光的必要条件，得到

[公式3] $g\&GreaterEqual;\frac{2\mathrm{\&lambda;}}{{\mathrm{\&pi;\&omega;}}_{1}W}$

。

另外，在导出(公式3)之际，使用了

[公式21]

ω₁≤W/2，

不过在(公式21)中等号成立的情况的(公式3)成为

[公式22]

$g\&GreaterEqual;\frac{\mathrm{\&lambda;}}{\mathrm{\&pi;}}{\left(\frac{2}{W}\right)}^2.$

由以上可以知道，为了封闭光，有利条件是高折射率·大入射光斑径·大膜厚·短波长。

设λ＝1.3μm，在(公式22)中取等号而得到的最低折射率分布常数和GI型光子晶体厚片的膜厚W的关系如图4所示。

在此，图4表示无空孔的GI型厚片的情况的光封闭条件(膜厚W和折射率分布常数g的关系)。另外，纵轴是对数刻度。

在图4中，在使与(入射端的内侧的光束光斑半径ω₁)/(入射端9的外侧的光束光斑半径)相等的n₁/n₀变化为1、1.5、……、5的各自的情况下，表示了相同关系。

因而，在图4中，因为关于入射端9的外侧的光束光斑半径进行图示，所以严格地说，必须考虑以(n₁/n₀)W来置换(公式22)中的W。

以此，可以知道，在膜厚为2μm且入射端侧的波导的折射率与GI型光子晶体厚片的极大折射率相等的情况(即，n₁/n₀＝1的情况)下，至少需要400/mm以上的折射率分布常数g。又，也可以知道，若更大地设定与GI型光子晶体厚片的极大折射率对应的n₁，或更小地设定与入射端的波导的折射率对应的n₀，则得到更小的折射率分布常数g。

接着，在仍然是ω₁＝W/2的情况下，设与入射端侧的波导的折射率对应的n₀等于与GI型光子晶体厚片的极大折射率对应的n₁，且r＝0μm(没有空孔)的情况和大约r＝0.19μm、d＝0.74μm的情况的在GI型光子晶体厚片内的最大光斑半径ω_2max、折射率分布常数g及入射端光斑半径ω₁的关系如图5和6所示。

在此，图5表示没有空孔的GI型厚片的情况的在入射端的每个光斑径ω₁的最大光斑径ω_2max和折射率分布常数g的关系。又，图6表示空孔半径r和周期δ(＝d+2r)的关系约是r＝0.2×δ的情况的、GI型厚片的情况的在入射端的每个光斑直径ω₁的最大光斑径ω_2max和折射率分布常数g的关系。另外，纵轴及横轴是对数刻度。

在图5～6中，在使ω₁变化为0.1、0.5、……、4的各自的情况下，表示了相同关系。

在(公式16)成立的情况下由(公式15)得到的(公式23)相当于图5的关系。

[公式23]

$\frac{{\mathrm{\&omega;}}_{2\max }}{{\mathrm{\&omega;}}_1}=\frac{\mathrm{\&lambda;}}{{{\mathrm{\&pi;\&omega;}}_1}^2}\frac{1}{g}$

其中，因为考虑入射端光斑半径ω₁是GI型光子晶体厚片的膜厚W的一半的情况，所以GI型光子晶体厚片内最大光束光斑半径ω_2max必须比入射端光斑半径ω₁小。因而，ω_2max/ω₁为1以下这一情况成为光封闭的必要充分条件，图5的ω_2max/ω₁＝1时的折射率分布常数g和入射端光斑半径ω₁的关系相当于图4的关系。

若比较图5和图6，则可以知道，不论有无空孔，折射率分布常数g和ω_2max的关系类似。不过，因为衍射因空孔的存在而变大，所以在有空孔的情况下，与没有空孔的情况相比，需要约1.5倍左右的更大的折射率分布常数g。

图7表示：(a)在满足折射率分布关于光的传播方向而台阶状地变化的现有的SI(Step-Index)型光子晶体厚片701的光封闭条件的情况下的三维FDTD(Finite Difference Time Domain)仿真结果701a；(b)在满足现有的气桥构造的SI型光子晶体厚片702的光封闭条件的情况下的三维FDTD仿真结果702a；及(c)在满足本实施方式的、大约r＝0.19μm、d＝0.74μm的GI型光子晶体厚片703的光封闭条件的情况下的三维FDTD仿真结果703a。不过，只表示包含传播方向和膜厚方向的剖面。

可以知道，若将在SI型光子晶体厚片(参照图7(a))的光的漏泄也作成为气桥构造(参照图7(b))，则光被完全地封闭。

在GI型光子晶体厚片(参照图7(c))的情况下，可以知道，即使带有基板，光也被封闭，光因透镜效果而描绘蜿蜒轨迹(只图示聚光部分)。

这样，通过设折射率在膜厚方向的中心附近具有极大值，并随着从极大部分远离而大致抛物线状地降低的GI型光子晶体厚片的折射率分布常数g为由膜厚等决定的特定的值以上，在光因衍射效果而漏泄的膜厚方向上不论基板的折射率如何都可以封闭光。

又，通过操作折射率分布常数g，也可以使光子晶体厚片的膜厚自如地变化。

另外，在本实施方式中，说明了在膜厚的中心附近具有极大点的GI型光子晶体厚片。

但是，并不限定于此，如图8所示，也可以利用距与y＝0对应的中心的距离在平坦部分常数a以内的一定部分18、及一定部分18以外的折射率分布部分19，使折射率沿着下述的(公式2)降低。

[公式2]

$n^{\&prime;}\left(y\right)=\left\{\begin{array}{cc}{n}_1\{1-\frac{g^2{(y+a)}^2}{2}& (y\&le;-a)\\ n_1& (-a\&le;y\&le;a)\\ n_1\{1-\frac{g^2{(y-a)}^2}{2}& (a\&le;y)\end{array}\right.$

在此，图8是包含GI型光子晶体厚片的膜厚方向和传播方向的剖面概要图，所述GI型光子晶体厚片具有折射率在膜厚方向中心附近形成有大致一定值的极大区域，且除此以外随着距极大区域的距离而大致抛物线状地降低的折射率分布。

因为该GI型光子晶体厚片在折射率一定部分以外也产生透镜效果，所以同样可以进行光的封闭。

当然，因为在一定部分18，膜厚方向15的折射率一定，所以衍射的效果更强，不过若在折射率分布部分19增大折射率分布常数g，则没有任何问题。

该结构的目的倒不如说是为了通过在一定部分18使膜厚方向15的折射率一定，来容易控制一定部分18的膜厚方向以外的光子晶体的特性。

若更具体地叙述，则光子晶体的特性(光子带)在周期性构成的材料的折射率一定的情况下容易计算，所以现在若这样设计了一定部分18则容易设计。

但是，即使在经由膜厚整体而具有折射率分布的情况下，也可以知道，若折射率的最大值和最小值的差较小，为数％以下，则光子晶体的特性从在折射率一定的情况下的特性产生较小的变化，在实用上很多情况下没有问题。

(实施方式二)

接着，参照图16(a)～图18，说明本发明的光子晶体厚片的制造方法的一实施方式。

图16(a)～图16(d)是关于在上述实施方式一中说明的GI型光子晶体厚片，说明其制造方法的特征部分的图。即，这些图表示了对涂敷于基板3(参照图1、图16(d))上的片状聚硅烷1601(对应于本发明的第一工序的基材)，通过加热和来自于上下方向的紫外线照射，在膜厚方向上形成折射率分布(对应于本发明的第二工序)的机理。

首先，参照图16(a)～图16(d)，说明本实施方式的折射率分布的形成方法的原理。

如图16(a)所示，片状聚硅烷1601(参照图16(d))通过因UV(紫外线)曝光及热处理而引起的固化时的氧化作用，从高折射率的聚硅烷构造1602变化为低折射率的硅氧烷构造1603。

因而，在聚硅烷中，从被UV照射的侧(参照图16(d))引起氧化反应，生成硅氧烷构造1603。其结果是，在硅氧烷构造1603较多地分布的聚硅烷1601的表面附近，氧气浓度因进入到硅氧烷构造的氧气的分布而增加。图16(b)是表示了使用未进行氧化物等的扩散的片状聚硅烷1601进行了UV照射的情况的、进入到硅氧烷构造1603的氧气的浓度分布的变化的概略图。图中的横轴表示氧气浓度，纵轴表示距膜厚的中心的距离。又，图16(c)是与图16(b)对应地表示了对与上述同样的片状聚硅烷1601进行了UV照射的情况的、折射率分布的变化的概略图。图中的横轴表示折射率，纵轴表示距膜厚的中心的距离。

如图16(b)～图16(d)所示，随着从UV照射用光源远离，氧气浓度减少，低折射率的氧硅烷构造1603成为以与氧气浓度成比例的方式随着从UV照射用光源远离，换言之随着从聚硅烷1601的表面侧朝向中心而减少的分布。在图16(d)中，以点的浓淡表示了折射率分布，表示如下情况：越浓的部位折射率越高，越薄的部位折射率越低。

这样，因为聚硅烷构造1602的部分和因氧化反应而产生的硅氧烷构造1603的部分对应于氧气浓度分布而分布，所以可以通过UV照射的方法或其它条件设定，自由自如地形成折射率分布。

作为该条件设定的要素，可以列举UV照射的时间、照射量、周围温度、及氧气浓度等。通过适当地设定或控制这些要素的全部或一部分，可以实现满足上述的公式1～3的条件的折射率分布。

折射率的分布形成的要点在于：以固化的聚硅烷1601的厚度的中心位置为基准，形成对称的分布。

以下，更详细地说明该对称分布的形成方法。

在片状聚硅烷1601的膜厚较小的情况下，可以消耗气氛中的氧气。但是，在片状聚硅烷1601的膜厚较大的情况或片状聚硅烷1601因基板等而不与空气直接接触的情况下，除了气氛中的氧气浓度以外，预先在固化前的片状聚硅烷1601的内部使氧气或氧化物扩散，以此直至气氛中的氧气扩及不到的内部都可以形成折射率分布。又，因为在片状聚硅烷1601的基板3侧和空气侧，氧气供给量(氧气浓度)不同，所以在照射的UV照射量是上下等量的情况下，因为氧气供给量较多的空气侧的折射率降低较大，所以最大折射率位置移动到基板3侧，因为通过使从基板3侧照射的UV照射量比空气侧多，作成为非对称，来抑制空气侧的氧化反应，所以可以形成以膜厚的中心位置为基准的对称形状的折射率分布。

例如，如图16(d)表示的已经形成折射率分布的厚片1604所示，在形成以膜厚方向为基准，折射率在膜厚中心为极大，且随着距该膜厚中心的距离，该折射率沿着中心对称的大致抛物线形状而降低这一折射率分布(参照图16(b))的情况下，只要从固化前的片状聚硅烷1601的上下进行相同强度的UV照射即可。

不过，在由UV曝光进行固化的情况下，从基板3侧进行曝光的情况，作为基板3的材料，使用对紫外线透明的材料，例如石英或硼硅酸等的玻璃、或透射紫外线的树脂、或LiNbO₃或LiTaO₃等的晶体性基板。

若是中心对称的分布，则成为近似沿着抛物线状的分布。

另外，在片状聚硅烷1601的膜厚较大的情况、或氧气供给量因基板3而上下非对称的情况下，与上述厚片1604的情况同样地，若预先在片状聚硅烷添加氧气或氧化物，或使UV照射量上下非对称，则可以调整膜厚方向的折射率分布。

接着，说明对通过上述的工序形成有折射率分布的上述厚片1604(参照图16(d))形成空孔2(参照图1)的第三工序。

空孔2的形成可以使用：利用模具的方法(参照图17)、或在照射了离子束之后，实施蚀刻处理的方法(参照图18)等任意的方法。

图17(a)～图17(c)是表示对上述厚片1604按压模具1701(参照图17(a)、(b))，形成空孔2(参照图17(c))的工序的图。模具1701的突起部1702配置为与如图2所示的空孔2的2维周期构造对应。

又，图18(a)～图18(c)是表示对上述厚片1604配置掩模1801，照射Ar、Xe、或Kr等的离子束1802，然后，利用强碱(NaOH)1803形成空孔(侵蚀孔)2的工序的图。

通过上述工序，得到对于厚度方向的中心具有对称形状的折射率分布的GI型光子晶体厚片4。

另外，因为本实施方式的情况在第二工序固化片状聚硅烷1601，所以优选在上述第二工序之后进行该空孔的形成，不过并不限定于此。

(实施方式三)

接着，主要参照图9，说明本发明的光学器件的一实施方式的光学器件的结构及动作。

在此，图9是包含GI型光子晶体厚片的膜厚方向和传播方向的剖面概要图，所述GI型光子晶体厚片为了满足光封闭条件而对应于一部分的膜厚变化使折射率分布形状变化。

如图9所示，GI型光子晶体厚片具有膜厚W在与传播方向对应的z方向的某一部分变化的膜厚减少部分90。而且，使折射率分布常数g变化为更大的值，以便对于在膜厚减少部分90变化为封闭光的膜厚，满足所述的光封闭条件(参照公式3)。

因为膜厚在途中减小，所以为了抑制膜厚减少部分90的更大的衍射，产生最低折射率分布常数的增加部分91。

不过，在膜厚变化在膜厚方向上非对称的情况下，不仅折射率分布常数需要变化，膜厚减少部分折射率极大位置92也需要与周围错开。在膜厚对称地变化的情况下，折射率极大部分与周围相同即可。

相反地，在膜厚变大的情况下，因为最低折射率分布常数比周围小即可，所以不一定需要使折射率分布常数变化。

另外，即使在膜厚减小的情况下，若膜厚减少部分90以外的折射率分布常数是膜厚减小部分90的最低折射率分布常数以上，则不一定需要使折射率分布常数变化。

当然，说明了在包含与传播方向对应的z方向和与膜厚方向对应的y方向的剖面内的膜厚变化的情况，不过就与宽度方向对应的x方向的膜厚变化而言，也是同样的。

另外，若使用满足对于膜厚最少部分的膜厚的光封闭条件的最低折射率分布常数以上的折射率分布常数，则也可以在GI型光子晶体厚片整体使用一定的折射率分布常数。

又，在GI型光子晶体厚片内，膜厚在光束光斑半径成为极小的部分减小的情况下，进一步减小满足光封闭条件的最低折射率分布常数即可。理由如下：满足光封闭条件的最低折射率分布常数设定为光束光斑半径的极大值不超过膜厚。

(实施方式四)

接着，主要参照图10，说明本实施方式的光学器件的结构及动作。

在此，图10是包含GI型光子晶体厚片的膜厚方向和传播方向的剖面概要图，所述GI型光子晶体厚片具有如下的结构：在一部分有意地形成有具有不满足光封闭条件的折射率分布103的部分(光漏泄部分)，控制传播损耗。

GI型光子晶体厚片具有在与传播方向对应的z方向的某一部分折射率分布常数是光封闭所需要的最低折射率分布常数以下的光漏泄部分101，追加了有意使光损失的衰减功能或损耗功能。

在本实施方式中，因为GI性光子晶体厚片的上包层是空气，下包层是基板，所以光在光漏泄部分101的漏泄只发生在基板侧。

在利用损耗功能的情况下，漏泄光102进入到包层模，在基板中传播，从而与在GI型光子晶体厚片内传播的原信号分离。

当然，说明了直接使折射率分布常数为光封闭所需要的最低折射率分布常数以下从而引起光漏泄的方法，不过也可以减薄膜厚，增大光封闭所需要的最低折射率分布常数，从而使折射率分布常数相对地为光封闭所需要的最低折射率分布常数以下。

另外，说明了在包含与传播方向对应的z方向和与膜厚方向对应的y方向的剖面内的折射率分布常数变化，不过就与轴向对应的x方向的折射率分布常数变化而言，也是同样的。

又，在GI型光子晶体厚片内，通过在光束光斑半径成为极大的部分不满足光封闭条件，可以容易引起光的漏泄。

(实施方式五)

接着，主要参照图11，说明本实施方式的光学器件的结构及动作。

在此，图11是包含GI型光子晶体厚片的膜厚方向和传播方向的剖面概要图，所述GI型光子晶体厚片在光束光斑减小的光束损耗区域形成有用于引出特定的光子晶体的功能的周期构造。

如图11所示，形成有功能部分111，所述功能部分111用于使GI型光子晶体厚片内的光束光斑半径成为极小的光束损耗110具有特定的功能，且功能部分111具有与周围不同的周期。

若形成在光束损耗110具有特定的功能的功能光子晶体部分，则因为光束经过的部分的折射率变化最少，所以容易进行利用了光子晶体的光子带的设备设计。

当然，说明了使周期变化的情况，不过总的来说，只要使光子晶体的特性变化即可。

以上，详细地说明了本实施方式1～5。

(A)另外，说明了空孔的深度与GI型光子晶体厚片的高度一致的情况，不过如图12所示，为了更可靠地进行光的封闭，也可以在基板3’形成有基板内空孔120。

在此，图12表示空孔延长到基板的GI型光子晶体厚片的剖面图。

另外，基板3’对应于本发明的基板。

(B)又，说明了无缺陷的GI型光子晶体厚片，不过如图13所示，GI型光子晶体厚片也可以具有不存在空孔的周期缺陷部分130。

在此，图13是从入射端至出射端10连续具有周期缺陷列的GI型光子晶体厚片的立体图。

在具有这样的1维缺陷的情况下，因为缺陷部分相当于上述的没有空孔的GI型厚片的模型，所以满足光封闭条件的最低折射率分布常数比周围的无缺陷部分小，无论是存在空孔的无缺陷部分还是缺陷部分，都可以进行光的封闭。

在光子带隙存在于空孔周期性排列的周期无缺陷部分的情况下，光不能够进入到周期无缺陷部分。因而，膜厚方向的封闭也是有效的，所以光只向周期缺陷方向传播。

另外，为了形成周期缺陷，只要使周期配置的材料(部件)的折射率、周期、形状内的至少一个变化即可。

(C)又，也可以利用用于连接满足光封闭条件的GI型光子晶体厚片和外部输入部的机构。

如上所述，在GI型光子晶体厚片的入射端的光束状态(曲率半径R₁、光束光斑半径ω₁)较大地左右在GI型光子晶体厚片内的衍射。

例如，在曲率半径无限大，光束光斑半径成为极小的光束损耗位于入射端之前的情况下，光束在入射端扩展地入射。在这样的情况下，在GI型光子晶体厚片内的最大光斑半径ω_2max，与在入射端具有光束损耗的情况比较，变得较大。

另一方面，在光束损耗比入射端位于内部的情况下，光束在入射端缩窄地入射。在这样的情况下，因为在GI型光子晶体厚片内的光束损耗的半径比在入射端具有光束损耗的情况变小，所以衍射变大，最大光斑半径ω_2max比在入射端具有光束损耗的情况变大。

因而，在光束损耗位于入射端的情况下，在GI型光子晶体厚片内的最大光斑半径ω_2max最小。

不过，这样的光束损耗不是GI型光子晶体厚片的透镜效果产生的部分，而是依存于在入射端附近产生的入射状态的光束光斑半径成为极小的部分。

另外，即使是在入射端产生光束损耗的情况下，光束光斑半径ω₁越大，衍射越大，从而用于光封闭的最低折射率分布常数也较小。因此，在入射端的光束光斑半径ω₁越接近GI型光子晶体厚片的膜厚的一半越好。

不过，这样的在入射端的光束光斑半径ω₁是指在GI型光子晶体内部侧，即GI型光子晶体厚片的折射率的、光束光斑半径。另外，在以入射之前的光束光斑半径进行讨论的情况下，因为GI型光子晶体厚片和入射侧的材料的相位速度不同，所以需要进行光束光斑半径的变换。

另外，作为在入射端制作上述的光斑状态的方法，如图14所示，有如下的方法：使用透镜141等光束变换部，在入射端形成光束光斑半径大致等于膜厚的一半的光束损耗。

在此，图14是包含GI型光子晶体厚片的膜厚方向和传播方向的剖面概要图，所述GI型光子晶体厚片在入射部设置有形成曲率半径在入射端成为无限大这一光束状态的透镜。

另外，透镜141对应于本发明的导引部。

在入射侧是使用了光源光束140的空间耦合的情况下，因为作为同相位面入射的波阵面142扩张，所以只要使用透镜141将其变换为缩窄，使得在入射端形成光束损耗即可。

另外，在入射侧是波导的情况下，若波导的模场直径和GI型光子晶体厚片的模场直径大致一致(即，波导的折射率和GI型光子晶体厚片的折射率大致相等)，则只要波导芯直径和膜厚大致一致即可。

但是，如图15所示，在不仅模场直径偏离，相当于该波导的、光纤的光轴153也偏离的情况下，也可以中转使用光束导引部154，所述光束导引部154具有：利用关于膜厚方向的锥度156及折射率分布的光束变换的功能、和对光进行导引的功能。

在此，图15是包含GI型光子晶体厚片的膜厚方向和传送方向的剖面概要图，所述GI型光子晶体厚片为了在膜厚方向上与具有不同于膜厚的芯径的光纤结合，而在入射端设置有具有锥度和膜厚方向的折射率分布的光束导引部。

另外，光束导引部154对应于本发明的导引部。

在图15中也图示了光束光斑轨迹155。

当然，说明了入射侧，不过在光在双方向上传播的情况下，只要在GI型光子晶体厚片的输出侧也设置与输入侧相同的构造即可。

(D)又，在上述的实施方式中，光子晶体具有膜形状，第一方向是膜形状的膜厚方向，第二方向是与膜形状的膜面平行的方向。

但是，并不限定于此，如本发明的实施方式的具有圆柱形状的GI型光子晶体的概要图即图19所示，光子晶体具有圆柱形状，第一方向是与圆柱形状的底面平行的x方向及y方向，第二方向可以是圆柱形状的长度的z方向。又，该情况下，圆柱的直径对应于上述(公式3)中使用的膜厚W。

又，该情况下，例如一边使圆柱以其中心轴1901为旋转轴旋转一边进行制造工序中的紫外线的照射。另外，照射方法并不限定于此，从结果上来说只要是从圆柱的整周面朝向中心轴照射的方法，则可以是任意的方法。

另外，这样的光子晶体，在第一部件201中具有关于z方向实质上周期性配置的第二部件202，第一部件201在与对应于光轴方向的z方向垂直的x方向及y方向这二个方向上例如具有折射率随着从中心远离而大致抛物线状地降低的折射率分布。

又，在上述实施方式中，以GI型光子晶体厚片在y方向(参照图2)上，具有基于上述的(公式1)至(公式3)的任意之一的、折射率抛物线状地降低的折射率的分布为中心进行了说明，不过并不限定于此，总的来说，只要是具备光子晶体的光学器件即可，所述光子晶体具有：第一部件，其关于与入射的光的光轴的方向垂直的第一方向，具有随着从该光轴远离而减少的折射率的分布；第二部件，其关于与第一方向不同的第二方向，实质性地周期性配置于该第一部件中。

工业上的可利用性

本发明的光学器件、及光子晶体厚片的制造方法例如具有可以由更简单的光学系统对于不具有光子晶体的周期的方向封闭光的效果，作为光子晶体厚片的光封闭构造等是有用的。

Claims (28)

1.一种光学器件，其具备光子晶体，所述光子晶体包括：

第一部件，其在与入射的光的光轴的方向垂直的第一方向上，具有随着从所述光轴远离而减少的折射率的分布；及

第二部件，其在所述第一部件中，在与所述第一方向不同的第二方向上，实质性地周期性配置。

2.如权利要求1所述的光学器件，其中，

随着从所述光轴远离而减少的所述折射率的分布，是朝向所述第二部件的所述周期性配置的方向以外的方向减少的折射率的分布。

3.如权利要求2所述的光学器件，其中，

(a)所述第一部件具有的在所述第一方向上的折射率的分布、

(b)所述光子晶体具有的在所述第一方向的厚度、

(c)所述入射的光的波长、及

(d)所述入射的光的、所述光入射的所述光子晶体的光入射端部的内侧的、所述第一方向上的光束光斑半径

被设定为：使所述入射的光在所述第一方向上实质上封闭于所述光子晶体的内部。

4.如权利要求3所述的光学器件，其中，

所述光子晶体具有膜形状，所述第一方向是所述膜形状的膜厚的方向，所述第二方向是与所述膜形状的膜面平行的方向。

5.如权利要求4所述的光学器件，其中，

所述第一部件具有的在所述膜厚的方向上的折射率的分布具有比规定的分布函数大的陡峭性，所述规定的分布函数基于：所述光子晶体具有的在所述膜厚方向上的厚度W；所述入射的光的波长λ；及所述入射的光的、所述光入射端部的内侧的、所述膜厚方向上的光束光斑半径ω₁而决定。

6.如权利要求5所述的光学器件，其中，

所述规定的分布函数由具有针对坐标y的、折射率分布常数g及所述折射率的最大值n₁的二次函数

[公式1]

$n\left(y\right)=n_1(1-\frac{g^2{y}^2}{2})$

实质地求出，所述坐标y是以所述光轴为基准的所述膜厚的方向。

7.如权利要求5所述的光学器件，其中，

所述规定的分布函数由具有针对坐标y的、折射率分布常数g、平坦部分常数a及所述折射率的最大值n₁的函数

[公式2]

$n^{\&prime;}\left(y\right)=\left\{\begin{array}{cc}{n}_1\{1-\frac{g^2{(y+a)}^2}{2}\}& (y\&le;-a)\\ n_1& (-a\&le;y\&le;a)\\ n_1\{1-\frac{g^2{(y-a)}^2}{2}\}& (a\&le;y)\end{array}\right.$

实质地求出，所述坐标y是以所述光轴为基准的所述膜厚的方向。

8.如权利要求6或7所述的光学器件，其中，

所述折射率分布常数g实质地满足

[公式3]

$g\&GreaterEqual;\frac{2\mathrm{\&lambda;}}{\mathrm{\&pi;}{\mathrm{\&omega;}}_{1}W}.$

9.如权利要求5所述的光学器件，其中，

所述入射的光的波阵面的所述光入射端部上的曲率半径实质上无限大。

10.如权利要求9所述的光学器件，其中，

所述光束光斑半径ω₁实质上是所述厚度W的一半。

11.如权利要求9所述的光学器件，其中，

所述膜厚在规定的部位变化。

12.如权利要求11所述的光学器件，其中，

所述第一部件具有的所述膜厚方向上的折射率的分布、所述光子晶体具有的所述膜厚的方向上的厚度W、所述入射的光的波长λ、及所述入射的光的、所述光入射端部的内侧的、所述膜厚的方向上的光束光斑半径ω₁被设定为所述入射的光在所述规定的部位在所述膜厚的方向漏泄到所述光子晶体的外部。

13.如权利要求9所述的光学器件，其中，

所述第二部件的实质性地周期性配置，是在规定的部位变化。

14.如权利要求13所述的光学器件，其中，

所述规定的部位是所述入射的光的、所述光子晶体的内侧的、所述膜厚的方向上的光束光斑半径取极大值或极小值的部位。

15.如权利要求13所述的光学器件，其中，

所述规定的部位是从所述光入射端部至所述光出射的所述光子晶体的光出射端部连续的、实质上未配置所述第二部件的部位。

16.如权利要求9所述的光学器件，其中，

所述第二部件是利用在所述膜厚的方向上延伸的空孔而配置的空气。

17.如权利要求16所述的光学器件，其中，

还具备保持所述光子晶体的基板，所述空孔在所述基板的侧延伸。

18.如权利要求3所述的光学器件，其中，

还具备用于将所述入射的光导引到所述光入射端部的导引部。

19.如权利要求18所述的光学器件，其中，

所述导引部将所述入射的光变换为其波阵面的所述光入射端部上的曲率半径实质上无限大。

20.如权利要求18所述的光学器件，其中，

所述导引部将所述入射的光变换为在所述光入射端部上形成光束损耗。

21.如权利要求18所述的光学器件，其中，

所述导引部将所述入射的光变换为其所述光入射端部的内侧的在所述第一方向上的光束光斑半径实质上成为所述光子晶体具有的在所述第一方向上的厚度的一半。

22.如权利要求3所述的光学器件，其中，

所述第一部件是通过使硅氧烷构造对应于所述折射率的分布而分布于以聚硅烷为主成分的基材而得到的部件。

23.一种光子晶体厚片的制造方法，所述光子晶体厚片具有：第一部件，其在与入射的光的光轴的方向垂直的第一方向上具有折射率的分布；及第二部件，其在所述第一部件中，在与所述第一方向不同的第二方向上，实质性地周期性配置，

该方法包括：

第一工序，其供给以聚硅烷为主成分且具有规定的厚度的基材；

第二工序，其对所述被供给的基板引起所述聚硅烷的氧化反应，并且以所述厚度方向为基准来控制所述氧化反应的进行程度，以此形成随着从所述光轴远离而减少的折射率的分布，及

第三工序，其在所述第二工序之前的工序或之后的工序中形成所述第二部件。

24.如权利要求23所述的光子晶体厚片的制造方法，其中，

随着从所述光轴远离而减少的折射率的分布，是朝向所述第二部件的所述周期性配置的方向以外的方向减少的折射率分布。

25.如权利要求24所述的光子晶体厚片的制造方法，其中，

所述第一方向是所述基材的厚度方向，所述第二方向是与所述基材的表面平行的方向。

26.如权利要求25所述的光子晶体厚片的制造方法，其中，

在所述第二工序中，对所述基材，通过从其两面侧照射紫外线来产生所述折射率的分布，并且，以所述折射率的分布的方式满足预先确定的基准的方式控制所述紫外线的照射量。

27.如权利要求26所述的光子晶体厚片的制造方法，其中，

在所述第一工序中，将所述基材涂敷于规定的基板上，

在所述第二工序中，通过对所述被涂敷的基材，与所述紫外线照射同时进行热处理，使所述基材固化，

在所述第三工序中，对所述固化的所述基材使用模具或进行蚀刻，从而周期性配置作为所述第二部件的圆筒状的空孔。

28.如权利要求27所述的光子晶体厚片的制造方法，其中，

所述预先确定的基准，是所述折射率的分布具有比规定的分布函数大的陡峭性，所述规定的分布函数基于：所述光子晶体具有的在所述膜厚方向上的厚度W；所述入射的光的波长λ；及所述入射的光的、光入射端部的内侧的、在所述膜厚方向上的光束光斑半径ω₁而决定。

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