JP2003518647A - 光導波路構造 - Google Patents

光導波路構造

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JP2003518647A JP2001549115A JP2001549115A JP2003518647A JP 2003518647 A JP2003518647 A JP 2003518647A JP 2001549115 A JP2001549115 A JP 2001549115A JP 2001549115 A JP2001549115 A JP 2001549115A JP 2003518647 A JP2003518647 A JP 2003518647A
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Abstract

(57)【要約】 光導波路で無限均一誘電体に埋め込まれた有限幅の薄い損失金属膜導波路構造によって支持される純粋束縛電磁モードの伝搬（プラズモン−ポラリトン波）を特徴付けた。構造によって支持される基本モードの１つは、膜の厚さおよび幅の減少と共に、背景によって支持されるＴＥＭ波に向かって変化し（対称金属膜スラブ導波路のＳｂモードによって示されるものと類似の変化）、その損失および位相定数はＴＥＭ波のそれに漸近的に向かう。減衰値は、対応する金属膜スラブ導波路によって支持されるＳｂモードのそれよりかなり低くすることができる。１０ないし０．１ｄＢ／ｃｍの近隣の低いモードパワー減衰を光通信導波路で達成可能であり、よりいっそう低い値が可能であり、したがってカプラ、スプリッタ、変調器、干渉計、スイッチ、および周期的構造など様々なデバイスを構築することが可能になる。

Description

【発明の詳細な説明】
【０００１】
【発明の属する技術分野】
本発明は、光学装置に関し、特に導波路構造および光集積回路に適用可能であ
る。
【０００２】
【背景技術】
この明細書は幾つかの発表された論文を参照する。便宜上、論文は説明の最後
に番号を付けたリストに詳細を列挙し、明細書自体の中では番号によって引用す
る。これらの論文の内容は参照によってここに組み込まれ、読者はそれらを参考
にされたい。
【０００３】 この特許明細書の文脈において、用語「光学放射」は、赤外、可視、および紫
外範囲の波長を有する電磁波を含む。
【０００４】 ここで使用する用語「有限」および「無限」は、「有限」幅を有し、実際の幅
が導波路の性能およびその動作を支配する物理学に対して有意である導波路と、
幅が非常に大きいので性能および物理学または動作に有意の効果を持たない、い
わゆる「無限」導波路との間の区別のために、当業者によって使用される。
【０００５】 光導波路では、一部の金属の電磁特性は電子ガスのそれに、または同等に低温
プラズマのそれに酷似する。ほぼ理想的なプラズマに似ている金属は一般的に「
貴金属」と呼ばれ、なかんずく金、銀および銅を含む。多くの実験も古典的な電
子理論も両方とも、多くの金属について、光学波長またはそれに近い電磁波によ
って励起したときに、同等の負の誘電率を出している［１、２］。最近の実験研
究では、銀の誘電機能が可視光スペクトル全体にわたって正確に測定されており
、測定された誘電機能と電子ガスモデルによって得られたものとの間の非常に緊
密な相関関係が実証されている［３］。
【０００６】 正および負の誘電率を有する半無限物質間の界面がＴＭ（横磁界）表面波を誘
導できることは、よく知られている。光学波長で金属−誘電体界面の場合、これ
らの波はプラズモン−ポラリトンモードと呼ばれ、金属中の伝導電子から成る表
面プラズモン（表面プラズマ振動）に結合された電磁界として伝搬する［４］。
【０００７】 光学スラブ（平面の無限幅）導波路構造として、上下を誘電体で界接した特定
の厚さの金属膜を使用し、導波路のコアを該金属膜とすることが知られている。
膜が充分に薄い場合、界面によって誘導されるプラズモン−ポラリトンモードは
、金属を貫通する電界トンネリングのため結合されるようになり、したがって金
属の厚さにより分散を示すスーパモードを生じる。無限幅の対称および非対称な
金属膜構造は多くの研究者によって研究されてきたので、これらの構造によって
支持されるモードはよく知られている。幾つかの有名な発表論文として文献［４
］ないし［１０］がある。
【０００８】 一般的に、各々３つの電界成分を有する２つの純粋束縛ＴＭモードだけが、無
限幅の金属膜導波路によって誘導される。波の伝搬方向に垂直な平面内で、モー
ドの電界は、界面に直角な単一成分であって導波路の横方向に対して対称または
非対称いずれかの空間分布を有する単一成分から成る。したがって、これらのモ
ードはそれぞれｓbおよびａbモードと表わされる。ｓbモードは小さい減衰定数
を持つことができ、しばしば長距離表面プラズモン−ポラリトンと呼ばれる。ａ b モードに関係する電界は、ｓbモードの場合よりいっそう深く金属内に侵入し、
比較すると損失がずっと大きくなり得る。薄い金属膜によって支持されるモード
に対する関心は、光通信デバイスおよびコンポーネントにおけるそれらの有用な
応用のため、近年高まっている。金属膜は一般的に光偏波デバイス［１１］に用
いられる一方、長距離表面プラズモン−ポラリトンは信号伝送に使用することが
できる［７］。純粋束縛モードに加えて、漏れモードもこれらの構造によって支
持されることが知られている。
【０００９】 しかし、無限幅の金属膜構造は、それらが一次元（１Ｄ）電界閉じ込めしか提
供せず、閉じ込めが波の伝搬の方向に対して垂直な垂直軸に沿って発生し、励振
として使用される点源から伝搬するときにモードが横方向に拡散することを暗示
しているので、実際の関心は限られている。有限幅の金属膜は最近、偏波デバイ
ス［１２］に関連して、ただし単にクラッディングとして、提案されてきた。
【００１０】 側方閉じ込めの欠如に加えて、金属−誘電体界面によって誘導されるプラズモ
ン−ポラリトン波は一般的に極めて損失が大きい。金属膜によって誘導される長
距離表面プラズモンでさえも、誘電体導波路に比較して、大きい損失になり得る
。既知のデバイスは、表面プラズモンに関連するこの高い損失を、プラズモン−
ポラリトンに基づく変調器およびスイッチに活用する。一般的に、既知のプラズ
モン−ポラリトンに基づく変調器およびスイッチデバイスは、２つの異なるアー
キテクチャに沿って分類することができる。第１のアーキテクチャは減衰全反射
（ＡＴＲ）の現象に基づき、第２のアーキテクチャは誘電体導波路と近傍の金属
との間のモード結合に基づく。どちらのアーキテクチャも、相互作用する金属構
造内の光パワーの消散に依存する。
【００１１】 ＡＴＲに基づくデバイスは、光に近接して配置された誘電体−金属に入射する
光ビームが、金属構造によって支持される表面プラズモン−ポラリトンモードに
結合することに依存する。使用される材料およびデバイスの特定の形状によって
異なる特定の入射角で、プラズモンモードとの結合は最大になり、金属表面から
反射されるパワーの低下が観察される。ＡＴＲに基づく変調器は、プラズモンと
の最大結合が生じる入射角を変えるために、金属構造に界接する誘電体のうちの
一方の光学パラメータの少なくとも１つを電気的にまたは他の方法で変化させる
手段と共に、この減衰反射現象を利用する。最大結合の角度を電気的に変化させ
る結果として、反射光の強度の変調が生じる。このアーキテクチャに基づくデバ
イスの例が文献［２３］〜［３６］に開示されている。
【００１２】 モード結合デバイスは、誘電体導波路内を伝搬する光の、特定の距離を置いて
誘電体導波路と平行に配置された近傍の金属膜への光結合に基づく。導波路内を
伝搬する光学モードと近傍の金属膜によって支持されるプラズモン−ポラリトン
モードとの間の結合係数は、選択された材料およびデバイスの幾何学的パラメー
タにより調整される。金属に界接する誘電体のうちの一方の光学パラメータの少
なくとも１つを電気的にまたは他の方法で変化させるための手段が設けられる。
光学パラメータ（例えば屈折率）を変化させると、誘電体導波路内を伝搬する光
波と、金属によって支持される損失プラズモン−ポラリトン波との間の結合係数
が変化する。この結果、誘電体導波路から出る光の強度の変調が生じる。文献［
３７］〜［４０］は、この現象に基づく様々なデバイスの実現を開示している。
文献［４１］はさらに、これらのデバイスの動作の基礎になる物理現象を論じて
いる。
【００１３】 文献［４２］は、光スイッチまたは双安定デバイスを実現するためのＡＴＲ現
象の適用を論じている。
【００１４】
【発明が解決しようとする課題】
これらの既知の変調およびスイッチングデバイスは、不都合にも、比較的高い
制御電圧を必要とし、かつ限定された電気的／光学的帯域幅を有する。
【００１５】 本発明は、先行技術の欠点を解消または少なくとも緩和しようとするものであ
る。
【００１６】
【課題を解決する手段】
本発明の一態様によると、予め定められた範囲の波長を有する光放射がストリ
ップに結合してストリップの長さに沿ってプラズモン−ポラリトン波として伝搬
するような寸法の有限幅および厚さを有する薄いストリップを含む導波路構造を
提供する。該ストリップは、比較的高い自由電荷キャリヤ密度を有する材料、例
えば導体または特定の種類の高濃度ドープド半導体を含むことができる。周囲の
材料は、比較的低い自由電荷キャリヤ密度を持つことができ、例えば絶縁体また
は非ドープドまたは低濃度ドープド半導体とすることができる。
【００１７】 有限幅のそのようなストリップは、横方向平面すなわち伝搬の方向に垂直な平
面に２次元（２−Ｄ）閉じ込めを提供し、かつ、そのようなストリップから適切
な低損失導波路を作製することができるので、それは信号の伝搬および経路選択
に、あるいはカプラ、パワースプリッタ、干渉計、変調器、スイッチなどのコン
ポーネント、および光集積回路の他の典型的なコンポーネントを構成するために
役立てることができる。そのようなデバイスでは、ストリップの異なる断片が、
場合によっては追加電極と組み合わせて、異なる機能を果たす。ストリップ断片
は離散して縦続させるその他の方法で相互に関連させることができ、あるいは１
つまたはそれ以上の連続ストリップの断片とすることができる。
【００１８】 例えば、光放射が１５５０ｎｍの自由空間波長を持ち、導波路が優れた誘電体
、例えばガラスによって取り囲まれた貴金属のストリップから作られる場合、ス
トリップの適切な寸法は、厚さが約０．１ミクロン未満、好ましくは約２０ｎｍ
、幅が数ミクロン、好ましくは約４ミクロンである。
【００１９】 ストリップは直線形、曲線形、曲げ形、テーパ形等々とすることができる。
【００２０】 誘電性材料は均一でなくてもよく、例えばスラブ、ストリップ、ラミネート等
々の組合せとすることができる。導電性または半導体ストリップは均一でなくて
もよく、例えばチタンの薄層間に挟まれた金層とすることができる。
【００２１】 構造に沿って伝搬するプラズモン−ポラリトン波は、エンドファイヤ構成の場
合のように導波路の端面の１つから入射した適切な光場によって、かつ／または
異なる放射結合手段によって励振することができる。
【００２２】 低自由キャリヤ密度の材料は２つの異なる部分を含むことができ、それらの間
にストリップが伸長し、２つの異なる部分の少なくとも一方は少なくとも１つの
可変電磁特性を有し、したがってデバイスは、導波路構造の伝搬特性およびプラ
ズモン−ポラリトン波の伝搬を変化させるように、前記一方の部分の前記電磁特
性の値を変化させる手段をさらに含む。
【００２３】 本発明の幾つかの実施形態では、電磁特性の１つの前記値に対して、プラズモ
ン−ポラリトン波の伝搬が支持され、前記電磁特性の別の値に対しては、プラズ
モン−ポラリトン波が少なくとも抑制される。そのような実施形態は変調器また
はスイッチを含むことができる。
【００２４】 本発明の別の実施形態は、特に前記部分の少なくとも１つが流体を含む場合に
、その大きさを変化させるなど、電磁特性を変化させる別の手段を用いることが
できる。
【００２５】 材料の少なくとも１つの可変電磁特性は、誘電率、透磁率、または導電率を含
むことができる。
【００２６】 該部分が電気光学材料を含む場合、可変電磁特性は誘電率となり、それは、適
切な手段を使用して、該部分に電界を印加するか、あるいはそこに印加された電
界を変えることによって、変化させることができる。
【００２７】 該部分が磁気光学材料を含む場合、可変電磁特性は透磁率となり、それは、適
切な手段を使用して、該部分に磁界を印加するか、あるいはそこに印加された磁
界を変えることによって、変化させることができる。
【００２８】 該部分が熱光学材料を含む場合、電磁特性は誘電率とすることができ、材料の
温度を変えることによって変化させることができる。
【００２９】 該部分が音響光学（光弾性）材料を含む場合、電磁特性は透磁率とすることが
でき、材料の機械的歪みを変えることによって変化させることができる。
【００３０】 該部分が磁性材料（フェライトなど）を含む場合、電磁特性は透磁率となり、
適切な手段により、材料に磁界を印加するかまたはそこに印加された磁界を変え
ることによって、変化させることができる。
【００３１】 該部分が半導体材料を含む場合、電磁特性は導電率または誘電率となり、適切
な手段を使用して、前記部分の自由電荷キャリヤ密度を変えることによって、変
化させることができる。
【００３２】 追加的または代替的に、プラズモン−ポラリトン波の伝搬は、ストリップの電
磁特性を変化させることによって、変化させることができる。例えば、ストリッ
プの誘電率は、自由電荷キャリヤ密度を変えることによって、あるいはストリッ
プに磁界を印加するか変化させることによって、変化させることができる。
【００３３】 本発明の様々な目的、特徴、態様、および利点は、添付の図面に関連して取り
上げる、本発明の好適な実施形態についての以下の詳細な説明から、いっそう明
らかになるであろう。
【００３４】
【発明の実施の形態】
Ｉ．序論 本発明を具体化する特定の光学デバイスの理解を助長するために、最初にそれ
らの理論的基礎について、図１ないし図２６（ｄ）を参照しながら説明する。
【００３５】 以下は、コアとして有限幅の薄い損失金属膜から成る非対称金属膜導波路構造
によって支持される純粋束縛モードの伝搬の包括的説明である。コアは、図１（
ａ）に示すように「無限」均一誘電性媒体内に埋め込むか、あるいは図１７（ａ
）に示すように、半無限均一誘電性基板で支持し、かつ異なる半無限均一誘電性
スーパストレートで被覆することができる。説明は次のように編成される。ＩＩ
節は、当該構造を解析するために使用する物理的基礎および数値技法を要約する
。ＩＩＩ節ないしＶＩ節は図１（ａ）に示すような対称構造によって支持される
モードを説明し、ＶＩＩ節ないしＸ節は図１７（ａ）に示すような非対称構造に
よって支持されるモードを説明する。結論をＸＩ節に提示する。
【００３６】 ＩＩ．物理的基礎および数値技法 本発明を具体化する対称構造を図１（ａ）および１（ｂ）に示す。それは、誘
電率ε1の無限均一誘電体を含むクラッドまたは背景によって囲まれた、厚さｔ
、幅ｗおよび等価誘電率ε2の損失金属膜を含む。図１７（ａ）は本発明を具体
化する非対称構造（ε1≠ε3）を示す。解析に使用するデカルト座標軸も図示さ
れており、伝搬はページの外にあるｚ軸に沿って行われる。
【００３７】 図１（ａ）および図１７（ａ）に示される金属領域は、当該波長にわたって電
子ガスとしてモデル化することができるものと想定する。古典的またはドルーデ
電子理論に従って、金属領域の複素比誘電率は、周知のプラズマ周波数分散関係
：
【数１】 によって得られる［４］。式中、ωは励振周波数であり、ωpは電子プラズマ周
波数であり、νは実効電子衝突周波数であり、τを金属中の電子の緩和時間と定
義して、しばしばν＝１／τと表わされる。ω2＋ν2＜ωp 2のとき（これは光学
波長における多くの金属の場合である）、実部εr,2に負の値が得られ、標準誘
電体との界面でプラズモン−ポラリトンモードを支持できることを意味する。
【００３８】 電磁波および電磁方程式 該構造によって支持されるモードは、損失不均一等方性媒体について周波数ド
メインで書かれたマクスウェル方程式に基づいて適切に定義された境界値問題を
解くことによって得られる。マクスウェル方程式の連結を解くことにより、電界
Ｅおよび磁界Ｈについて次の時間−調和ベクトル波動方程式が得られる。
【数２】
【数３】 ここで誘電率εは断面空間の複素関数であり、導波路構造を説明する。この説明
で解析する構造の場合、μは均一であり、自由空間μ0の透磁率と受け取ること
ができる。
【００３９】 境界値問題を解くために使用される数値方法の性質のため、ｙに沿った不均一
性は、構造をこの方向に沿って均一な多数の層に分割することによって処理され
、それらの間に適切な境界条件が適用されるので、誘電率の陰のｙ依存性は即時
に除去することができる。
【００４０】 ２つのベクトル波動方程式（２）および（３）は各層でスカラー波動方程式に
展開され、一部はｘに沿ったεの残存不均一性によって連結される。考慮される
構造は伝搬軸（＋ｚ方向とみなされる）に沿って一様であるので、モードフィー
ルドはｅ-γzに従ってこの次元に沿って変化する。ここでγ＝α＋ｊβはモード
の複素伝搬定数であり、αはその減衰定数であり、βは位相定数である。このフ
ィールド依存性をスカラー波動方程式に代入し、それに従ってｖ・［ε（ｘ）Ｅ
］＝０およびｖ・Ｈ＝０を利用しながらＴＥx（Ｅx＝０）およびＴＭx（Ｈx＝０
）モードについてそれらを書くと、容易に解ける単純化され連結を解かれたスカ
ラー波動方程式が得られる。ＴＥxモードのＥy成分は、ヘルムホルツ波動方程式
：
【数４】 を満たさなければならず、ＴＭxモードのＨy成分はシュトルム・リュヴィル波動
方程式：
【数５】 を満たさなければならない。
【００４１】 次いでＴＥxおよびＴＭxモードファミリの重ね合わせは、解析対象の構造内を
伝搬するどのモードをも説明する。この重ね合わせの結果生じる電界および磁界
成分は、次式によって得られる。
【数６】
【数７】
【数８】
【数９】
【数１０】
【数１１】
【００４２】 導波路構造によって支持される伝搬のモードを得るために、層間ならびに水平
および垂直方向の限界に適用される適切な境界条件を用いて、ヘルムホルツおよ
びシュトルム・リゥヴィル波動方程式（４）および（５）を、電磁界方程式（６
）〜（１１）と共に、伝搬定数γについて解かなければならない。
【００４３】 ポインティングベクトルおよびパワー閉じ込め係数 パワー閉じ込め係数は、導波路断面全体で搬送されるモード複素パワーに対す
る導波路路断面の一部分で搬送されるモード複素パワーの比と定義される。形式
的にそれは：
【数１２】 と表わされ、ここでＡcは通常導波路コアの面積とみなされ、Ａ∞は導波路断面
全体の積分（これは開放構造の全断面空間とすることができる）または断面計算
ドメイン全体を意味する。Ｓzはポインティングベクトルのｚ成分：
【数１３】 を指し、Ｈxy *はＨxyの複素共役である。ポインティングベクトルの成分の空間
分布は、関連する電界および磁界モード成分の空間分布から容易に計算される。
【００４４】 数値解法 式（４）ないし（１１）によって支配される境界値問題は、ラインの方法（Ｍ
ｏＬ）を適用することによって解かれる。ＭｏＬは周知の数値技法であり、光導
波路を含め、様々な電磁気の問題へのその適用はよく確立されている［１４］。
ＭｏＬは厳密、正確、かつ柔軟である。それは、手元の構造を含め、多種多様な
導波路形状を扱うことができる。該方法は、スプリアスまたは非物理的モードを
生じるとは知られていない。ここで使用するＭｏＬ定式化は［１５］に報告され
た定式化に基づいているが、式（４）〜（１１）によって規定されかつ［１６］
に報告されている通り、等方性媒体用に単純化される。一次元空間打切りの場合
を除き、該方法は正確である。
【００４５】 ＭｏＬの背後にある主な考え方は、導波路問題を支配する場の微分方程式が必
要な範囲でのみ離散化し、生成される解析解を適用して、該構造によって支持さ
れる全てのモードを説明する均一な行列問題を導出することができるようにする
ということである。この手法は、Ｎ次元の問題を解くためにＮ−１次元のみを離
散化しなければならないので、該方法を正確かつ計算的に効率的にする。２次元
（２−Ｄ）の導波路構造の場合、これは１空間次元だけを打ち切ればよいことを
意味する。モード解析問題に適用する場合のこの手順の主な特徴を以下に記載す
る。 ・ｘ軸および関数ε（ｘ）は、ｙ軸に平行な２つの移動非等距離線系を用いて打
ち切られる。 ・波動方程式および場の方程式における微分作用素∂／∂ｘおよび∂2／∂2ｘは
、側方境界条件を含む有限差分近似法によって置換される。 ・打ち切られた波動方程式は、適切な変換行列を用いて対角比される。 ・対角比手順は、変換ドメインに、残りの次元に沿って（この場合ｙ軸に沿って
）結合を解かれた１次元（１−Ｄ）微分方程式の２つの系を生じる。 ・これらの微分方程式は解析的に解かれ、頂部および底部境界条件と共に接線フ
ィールドマッチング条件が層間の界面に適用される。 ・構造の中心付近で適用される最後のフィールドマッチング条件が、変換された
接線フィールドに作用する形Ｇ（γ）〜e＝０の均一な行列式を生じる。 ・次いで、ｄｅｔ［Ｇ（γ）］＝０を満たす値を探すことにより、モードの複素
伝搬定数γが得られる。 ・ひとたびモードの伝搬定数が決定されると、モードの６つ全部のフィールド成
分の空間分布は容易に生成される。 ・モードパワー閉じ込め係数は、最初にＳ2の空間分布を計算し、次に式（１２
）に従ってそれを積分することによって計算することができる。
【００４６】 図１（ａ）および図１７（ａ）に示す開放構造はｘ軸に沿って離散化され、解
析解は、ｙ軸に沿って適用される。構造の物理的対称は、結果の精度を高め、か
つモード解を生成するために要求される数値計算量を軽減するために利用される
。図１（ａ）に示す対称構造の場合、これは、ｘおよびｙ軸に沿って電気壁（Ｅ tan ＝０）または磁気壁（Ｈtan＝０）いずれかの境界条件を置くことによって達
成される。図１７（ａ）に示す非対称構造の場合、これは、ｙ軸のみに沿って電
気壁または磁気壁いずれかの境界条件を置くことによって達成される。残りの水
平境界条件は無限遠に置かれ、残りの側方境界条件は、結果的に得られるモード
で観察される閉じ込めのレベルに応じて、モード計算に対して無視できるほど小
さい効果を持つようにガイドから充分に遠くに配置されるか、あるいは側方吸収
境界条件を使用して無限空間をシミュレートする。数値法を用いて微分方程式を
解くと、必然的に、計算結果の収束およびそれらの精度に関する問題が生じる。
ラインの方法を使用して計算されたモードの伝搬定数は、離散化の間隔を細かく
することにより（これは計算における線の数を増加し、したがって数値計算量を
増加する）単調に、または滑らかに収束する。これは伝搬定数に対しより正確な
値を生成するために外挿法を使用できることを示唆し、次いでこの値は、より粗
な離散化を用いて得られた値の誤差を計算するために使用することができる［１
７］。伝搬定数の実誤差は解析値または厳密な値が利用可能になった場合にしか
知ることができないので、この予想誤差は伝搬定数の実誤差に対応しない。しか
し、予想誤差は、より多くの正確な結果が生成されるにつれて零に向かうはずな
ので、それは依然として精度の有用な尺度を提供する。
【００４７】 当該構造によって支持されるモードの計算による伝搬定数の収束は、全研究中
に監視されてきた。ここで提示する結果の予想誤差は、平均で１％、最悪の場合
で６％と推定される。これらの誤差値は、リチャードソンの外挿公式を用いて計
算された外挿伝搬定数に基づく［１８］。
【００４８】 ＩＩＩ．モード特性および膜厚による展開：対称構造 Ａ．金属膜スラブ導波路のモード解の評価 評価は、ｗ＝∞の図１（ａ）に示すような無限幅対称金属膜導波路について、
そのような構造に対する標準的作業から得られた結果の再現から始まる。それら
の結果での一貫性を維持するために、励振の光学自由空間波長はλ0＝０．６３
３μｍに設定され、この波長における銀膜の比誘電率の値の値はεr,2＝−１９
−ｊ０．５３が使用される。頂部および底部誘電体領域の比誘電率はεr,1＝４
に設定される。
【００４９】 無限幅構造は、ｘ軸に対して非対称性または対称性を示す側方電磁界成分Ｅy
およびＨxを有する２つの純粋束縛ＴＭ（Ｅx＝Ｈy＝Ｈx＝０）モード のみを支持する。これらのモードは、頂部および底部界面によって支持されるこ
このプラズモン−ポラリトンモードの結合から生成され、それらは膜厚による分
散を示す。幅広く受け入れられている、それらの識別するための命名法は、非対
称または対称な側方電磁界分布をそれぞれ表わす文字ａまたはｓの後に続いて、
束縛または漏れモードをそれぞれ表わす添字ｂまたはｌを使用することから成る
。ａbおよびｓbモードの伝搬定数は膜厚の関数として計算され、正規化された位
相定数および減衰定数が図２（ａ）および２（ｂ）にそれぞれ描かれている。
【００５０】 図２（ａ）および２（ｂ）から、ａbおよびｓbモードが膜厚の増加と共に縮退
していることが観察される。頂部と底部の界面間の分離が増加するにつれて、ａ b およびｓbモードは、金属−誘電体界面に局所化される１対の結合解除されたプ
ラズモン−ポラリトンモードに分離し始める。したがってａbおよびｓbモードの
伝搬定数は、半無限金属領域と誘電体領域間の界面によって支持されるプラズモ
ン−ポラリトンモードの伝搬定数に向かい、それは次式；
【数１４】
【数１５】 を通して得られる［６］。式中β0＝ω／ｃ0であり、ｃ0は自由空間における光
の速度であり、εr,1およびεr,2は使用する材料の複素比誘電率である。上記の
式を用いると、εr,1＝４およびεr,2＝−１９−ｊ０．５３の場合に、β／β0
＝２．２５０６４６およびα／β0＝０．８３６２４７×１０-2が得られる。
【００５１】 膜の厚さが減少すると、ａbモードの位相定数および減衰定数が増加し、超薄
膜の場合、非常に大きくなる。これは、金属の厚さが低減するにつれて、このモ
ードの電磁界が金属内に徐々に深く侵入することによる。ｓbモードの場合、膜
厚の低減は逆の効果を引き起こす。すなわち、電磁界は頂部および底部誘電体領
域内に徐々に多く浸透し、金属内への浸透は少なくなる。したがって、このモー
ドの伝搬定数は、頂部および底部誘電体領域と同一誘電率を有する無限媒体中を
伝搬するＴＥＭ(Transverse Electro Magnetic)モードのそれに漸近的に向かう
。この場合、これらの領域の損失は無視できるほど小さかったので、減衰定数は
漸近的に零に向かって減少する。ａbおよびｓbモードはカットオフ厚さを持たな
い。
【００５２】 無限幅構造の電磁界はｘ軸に沿って空間的な変動を示さない。ＭｏＬの性質の
ため、かつ生成される解析解がｙ次元に沿って適用される事実のため、我々の結
果は離散化誤差を含まず、したがって［６］に報告されたものと完全に一致する
。
【００５３】 Ｂ．幅ｗ＝１μｍの金属膜によって支持されるモード 次に、ｗ＝１μｍの場合について図１（ａ）に示した構造野解析を説明する。
前の場合（ｗ＝∞）に使用した材料パラメータおよび自由空間波長をここでも使
用した。ＭｏＬを適用し、伝搬定数の収束が得られるまで離散化を調整した。垂
直および水平方向の電気または電磁壁をｙおよびｘ軸それぞれに沿って配置する
ことによって、構造の物理的４分の１対称性を利用した。それは表１に記載する
４つの可能な壁の組合せを導く。各壁組合せについて最初の２つの純粋束縛（非
漏れ）モードを捜し、金属の厚さによるそれらの分散を計算した。これらの８つ
のモードの結果を図２（ａ）および２（ｂ）に示す。
【表１】 表１ 対称軸に沿って使用される垂直−水平組合せ壁、および提案するモード
命名法：ｅｗ−電気壁、ｍｗ−磁気壁
【００５４】 そのスラブ対応物とは異なり、純粋ＴＭモードは有限幅の金属膜によって支持
されず、６つ全てのフィールド成分が全てのモードに存在する。アスペクト比ｗ
／ｔ＞１を有する対称構造の場合、Ｅyフィールド成分が支配的である。Ｅxフィ
ールド成分は、膜厚の増加と共に大きさが増加し、ｗ／ｔ＜１ならば、Ｅxが支
配的である。金属膜スラブ導波路に使用した命名法を延長することによって、有
限幅の金属膜によって支持されるモードを識別することを提案する。最初にａま
たはｓである１対の文字は、主横方向電界成分がｙ軸およびｘ軸それぞれに対し
て非対称であるか、それとも対称であるかを識別する（多くの実際的な構造では
ｗ／ｔ＞＞１であり、Ｅyが主横方向電界成分である）。次いで、このフィール
ド成分の空間分布で最大次元（通常はｘ軸）に沿って隅の間で観察される極値の
数を追跡するために、上付き文字が使用される。２番目の上付き文字ｎは、他の
次元（ｙ軸）に沿った極値を示すモードが見つかった場合に、それを追跡するた
めに追加することができる。最後に、下付き文字ｂまたはｌは、モードが束縛ま
たは漏れのいずれであるかを識別するために使用される。表１は、提案するモー
ド命名法を、対称軸に沿って使用される対応する垂直壁と水平壁の組合せに関連
付ける。
【００５５】 ｓｓb 0、ｓａb 0、ａｓb 0、およびａａb 0モードは生成される最初のモード（表
１に記載する４つの可能な４分の１対称性の各々に１つずつ、かつ最大位相定数
を有する）であり、したがって構造によって支持される基本モードとみなすこと
ができる。図３ないし図６は、厚さｔ＝１００ｎｍの金属膜の場合の導波路の断
面全体におけるこれらのモードのフィールド分布を示す。これらの図から観察さ
れる通り、主横方向電界成分はＥy成分であり、この成分の空間分布の対称性は
モード命名法に反映される。金属の輪郭は、これらのグラフの全てにおけるＥy
成分の分布に明瞭に見られる。図から観察される通り、この場合の膜の厚さおよ
び幅に対して、フィールドが金属を通り抜けて平行な縁を結合することはほとん
ど無い（金属を通して頂縁と底縁との間および左縁と右縁との間で結合すること
はほとんど無い）が、隣接する隅の間（大抵は左右の縁に沿って）で、かつ隅を
通る垂直縁間でも、全ての縁に沿って結合は発生している。
【００５６】 図２（ａ）および図２（ｂ）は、これらの最初の４モードの分散曲線が膜厚の
増加と共に、分離された隅によって支持されるプラズモン−ポラリトンモードの
伝搬係数に向かって収束することを示唆する（しかし、この場合、隅の対は、膜
の有限幅のため、たとえその厚さが無限になっても、頂縁および底縁に沿って弱
く結合し続ける）。膜の厚さおよび幅が両方ともさらに大きくなると、４つの基
本モードは縮退に近づき、それらの伝搬定数は、分離された隅によって支持され
るプラズモン−ポラリトンモードのそれに向かい、それらのモードフィールドは
構造の隅にいっそう局在化し始め、四隅全てに最大値が発生し、フィールドは隅
から遠ざかる全ての方向に指数関数的に減衰する。これは、図３ないし図６に示
す厚さおよび幅の両方の増加によるフィールド分布の変化を考慮することによっ
て、さらに裏付けられる。
【００５７】 膜の厚さが減少するにつれて、頂縁と底縁との間の結合は増加し、図２（ａ）
および図２（ｂ）に示す通り、４つのモードは上部分岐（ｘ軸に対して非対称性
を示す支配的なＥyフィールド成分を有するモードｓａb 0およびａａb 0）として
の１対および下部分岐（ｘ軸に対して対称性を示す支配的なＥyフィールド成分
を有するモードｓｓb 0およびａｓb 0）としての１対に分割する。上部分岐の対は
全ての膜厚に対してほぼ縮退したままであるが、膜の幅が減少すると結局この縮
退は破れる。金属領域への閉込めが増加し、したがってそれらの減衰定数の増加
が生じることを除いては、それらのフィールド分布は基本的に図４および６に示
したものから変化しない。これらのフィールドの振る舞いは、金属膜スラブ導波
路によって支持されるａbモードのそれと矛盾しない。
【００５８】 下部分岐のモードは、図２（ａ）および図２（ｂ）に示すように、約８０ｎｍ
の膜厚で分割し始める。膜厚がさらに増加するにつれて、ｓｓb 0モードは、金属
膜スラブ導波路によって支持されるｓbモードの位相および減衰曲線に厳密に従
う。分散を示すことに加えて、下部分岐モードは厚さが減少するにつれて変化し
、それらのフィールドは隅付近に集中することから導波路の幅に沿ってガウス様
分布を持つように変化する。ｓｓb 0モードのＥyフィールド成分は、頂部および
底部界面の中心付近に極値を形成する一方、ａｓb 0モードのそれは２つの極値を
、中心の両側に１つずつ形成する。これらのモードは質が変化するので、膜がか
なり厚いときにはそれらを識別する必要がある。
【００５９】 図７（ａ）ないし図７（ｆ）は、膜厚によるｓｓb 0の変化をＲｅ｛Ｓz｝の等
高線図で示す。Ｓzは式１３を用いてｓｓb 0モードのフィールドから計算され、
該モードによって運ばれる複素パワー密度に対応する。図では全ての場合に対し
てパワー閉込め係数ｃｆも提示され、導波路コアＡcの面積を金属領域の面積と
して式（１２）から計算される。図７（ａ）ないし図７（ｆ）は、膜厚の減少の
ため頂縁と底縁の間のフィールド結合が増加するにつれて、いかにモードのフィ
ールドが厚膜の隅に閉じ込められることから、頂縁および底縁に沿って横方向に
ガウス様に分布するようになるかを明瞭に示す。膜厚が減少するにつれて閉込め
係数は小さくなり、厚さが８０ｎｍから２０ｎｍになるときに、１４％の閉込め
から１．６％まで変わる。これは、フィールドが金属にあまり閉じ込められなく
なり、図７（ａ）および図７（ｂ）を比較することによって観察される通り、垂
直次元に沿ってだけでなく、水平次元に沿っても拡散することを暗示する。損失
の大きい金属領域への閉込めのこの低下は、図２（ｂ）に示す膜厚の低下による
モードの減衰定数の低下を説明する。ｓｓb 0モードに関連する全てのフィールド
成分の検討は、弱い横方向成分（Ｅx、Ｈy）と長手方向成分（Ｅz、Ｈz）の大き
さが膜厚の減少と共に減少することを明らかにし、モードがＥyおよびＨxフィー
ルド成分から成るＴＥＭモードに向かって進展していることを暗示する。実際、
ｓｓb 0モードの正規化伝搬定数は漸近的に、背景物質中を伝搬するＴＥＭ波の正
規化伝搬定数の値（この場合、無損失でεr,1＝４）に向かう。このフィールド
の振る舞いも、金属膜スラブ導波路によって支持されるｓbモードのそれと矛盾
しない。
【００６０】 図８は、ｔ＝２０ｎｍの場合の導波路の断面全体にわたるｓｓb 0モードのＲｓ
｛Ｓz｝のグラフを示し、図７（ｆ）に等高線図として描いたのと同じ情報の異
なる観点を提供する。図８は、Ｒｅ｛Ｓz｝が金属膜で負であることを示し、モ
ードの実パワーがこの領域のモード伝搬の方向（または位相速度の方向）と反対
の方向に流れていることを暗示する。しかし、総合または正味モード実パワーが
伝搬の方向に流れていることは明瞭である。正味モード実パワーは、付近の、ま
たは｜Ｒｅ｛εr,2｝｜より大きいεr,1の値に対し、（金属膜スラブ導波路の場
合［１０］と同様に）、位相速度の方向とは反対の方向に流れさせることが可能
である。
【００６１】 金属膜スラブ導波路とは異なり、有限幅の金属膜は多数の高次モードを支持す
ることができる。最初の４つの高次モード（各々表１に記載された対称性の１つ
から生成される）の分散曲線を図２（ａ）および図２（ｂ）に示し、それらの主
横方向電界成分の空間分布を厚さｔ＝１００ｎｍの膜について図９に示す。図９
（ａ）ないし図９（ｄ）から観察される通り、Ｒｅ｛Ｅy｝の分布における対称
性および極値の数は、モードの命名法に反映される。命名法の性質は、全ての高
次モードｓａb mおよびｓｓb mが奇数ｍを有し、全ての高次モードａａb mおよびａ
ｓb mが偶数ｍを有するようになっていることに注意されたい。図９（ａ）ないし
図９（ｄ）を図３（ｃ）、図４（ｃ）、図５（ｃ）および図６（ｃ）それぞれと
比較する（すなわち、図９（ａ）に示されたｓｓb 1のＥy成分を図３（ｃ）等・
・・に示されたｓｓb 0モードのＥyと比較する）と、高次モードのフィールドが
、構造の限定された幅のため構造の頂縁および底縁に沿って追加的空間振動また
は変動を持つ、対応するｍ＝０モードのフィールドから成ることが明らかになる
。見つかった高次モードのフィールド成分の全てに対してこの比較を行なうと、
Ｈyフィールド成分が全ての場合について対応するｍ＝０モードのそれと基本的
に同一のままであることを除いては、この事実が真であることが明らかになる。
つまり、Ｈyフィールド成分は、構造の幅に沿って振動を示さない。
【００６２】 膜厚によるｓｂb 1およびａａb 2モードの変化は、金属の厚さが減少するにつれ
てそれらのモードのフィールドがいっそう緊密に閉じ込められるようになり、そ
れにより図２（ｂ）に示す通りモードの減衰の増加が生じるという点で、ｓａb 0 およびａａb 0モード（ならびに金属膜スラブ導波路によって支持されるａbモー
ド）の変化と同様である。さらに、ｓａb 1およびａａb 2モードは膜厚によって性
質が変化せず、それらのフィールド分布は、１００ｎｍの厚さで計算されたもの
から外観上は基本的に変化しない。
【００６３】 ｓｓb 1およびａｓb 2モードは厚さにより、金属領域の厚さが減少するにつれて
それらのフィールドが金属領域にあまり閉じ込められなくなり、それにより図２
（ｂ）に示す通りモードの減衰が減少するという意味で、対応するｍ＝０モード
（および金属膜スラブ導波路のｓbモード）と同様に変化する。膜の厚さが減少
するにつれて、ｓｓb 1およびａｓb 2モードは、対応するｍ＝０モードと同様に性
質が変化し、それらのフィールド成分は、頂縁および底縁に沿って特大の変動を
展開する。
【００６４】 膜の厚さが増加するにつれて、ｓａb 1およびｓｓb 1モードの伝搬定数は、図２
（ａ）および２（ｂ）に示す通り、単一複素値に収束する。これは、膜の頂縁お
よび底縁によって支持される非結合高次モードの伝搬定数である。同様の観察は
ａａb 2およびａｓb 2モードに対しても適用できる。これらの「縁モード」の性質
は、図９（ａ）ないし９（ｄ）に示した膜厚の増加による分布の変化を考慮する
ことによって明瞭である。膜の厚さが無限大に向かうにつれて、頂縁は底縁から
結合を解除されるようになり、ｓｓb 1モードおよびｓａb 1モードの両方ともｙ軸
に対して対称なＥyフィールド成分および頂縁または底縁に沿ったその分布に１
つの極値を持つので、ｓｓb 1モードはｓａb 1モードと共に縮退させられる。同様
の論拠は、なぜａｓb 2モードがｓｓb 2モードと共に縮退するようになるかを説明
する。一般的に、高次ｓａb mおよびｓｓb mモードファミリは、高次ａｓb mおよび
ａａb mモードファミリの場合と同様に、膜厚の増加と共に、任意のｍに対して縮
退対を形成することが予想される。
【００６５】 ａａb mおよびｓａb mモードファミリは、モードカットオフ厚さを持たない。こ
れは、それらの金属膜への閉込めが膜厚の減少と共に増加するという事実による
。したがって、モードはｔ→０のときに誘導され続ける。ａｓb mおよびｓｓb mモ
ードファミリは、ｓｓb 0モードを除き、全てのモードに対してカットオフ厚さを
持つ。ｓｓb 0モードは、背景によって支持されるＴＥＭモードへと変化するので
、ｔ→０のときに誘導され続ける。ａｓb 0モードを含め、このファミリの他のモ
ードは、それらのモードフィールドがＴＥＭモードに変化しないので、ｔ→０の
ときに伝搬できない。むしろ、該モードはフィールド分布に極値を維持し、その
ような変化を無限均一媒質によって強制することはできない。
【００６６】 一般的に、有限幅の金属膜によって支持される純粋束縛モードは、構造を画定
する各金属−誘電体界面によって支持されるモードの結合から形成されるようで
ある。有限幅の金属膜には、有限長（頂縁、底縁、左縁および右縁）のまっすぐ
な界面と、隅界面とが存在する。無限長のまっすぐな金属−誘電体界面は、束縛
プラズモン−ポラリトンモードを支持することができるので、分離隅界面、およ
び隅（すなわち無限厚さを有する有限幅の金属によって画定される縁）によって
境界を定められる有限長のまっすぐな界面も、そうでなければならない。分離さ
れた隅の予備解析は、プラズモン−ポラリトンモードが実際に支持されること、
およびこのモードの位相定数および減衰定数が、式（１４）および（１５）によ
って与えられる通り、対応するまっすぐな無限界面によって誘導されるモードの
それより大きいことを明らかにした。これは、フィールドが隅付近で金属により
深くまで侵入し、隣接する垂直縁を結合するためである。６つ全てのフィールド
成分がそのようなモードに存在し、隅に最大値を有し、隅から離れる全ての方向
に指数関数的に減少する。隅によって境界を定められる有限長のまっすぐな界面
は、プラズモン−ポラリトンモードの離散スペクトルを支持しなければならず、
モードフィールドを定義付ける特徴は、縁に沿ったそれらの空間分布における極
値の数である。したがって、有限幅の金属膜によって支持されるモードは、結合
された「隅モード」と「有限長縁モード」から構成されるとみることができる。
【００６７】 ｓｓb 0モードは、短距離の光信号伝送用に使用することができる。その損失は
膜厚の減少と共に、金属膜スラブ導波路によって支持されるｓbモードと同様に
減少する。ここで学習したもののような対称導波路構造では、ｓｓb 0モードはカ
ットオフ厚さを持たないので、損失を充分に小さくしてそれを長距離にすること
ができるが、閉込めに対するトレードオフが必要である。加えて、金属が薄い場
合、モードのＥyフィールド成分は、図８に示すものと同様の対称プロフィルで
あり、金属−誘電体界面の中心付近に最大値を持つ。これは、表面プラズモン−
ポラリトンモードを励振するために使用されるものと同様の単純なエンドファイ
ヤ技術を用いて、モードを励振しなければならないことを示唆する［１９、６］
。この技術は、入射フィールドと励振対象のモードのそれとの間の重なりを最大
にすることに基づく。
【００６８】 文献［２２］で、本発明者らは、有限幅の薄い金属膜によって支持されるプラ
ズモン−ポラリトン波が最近、この励振方法を使用して光通信波長で実験的に観
察されたことを開示した。
【００６９】 ＩＶ．膜幅によるモード分散：対称構造 金属膜導波路によって支持されるモードは膜厚による分散を示すので、それら
は膜幅による分散も示すと予想される。
【００７０】 Ａ．幅ｗ＝０．５μｍの金属膜によって支持されるモード 幅ｗ＝０．５μｍの金属膜導波路の解析について今から、前節で使用した材料
パラメータおよび自由空間波長を使用しながら論じる。０．５μｍの膜幅は、支
持されるモードに対する狭くなる膜の影響を決定するため、および自由空間光導
波路が膜の幅および厚さのどちらよりも大きいが該構造が依然として導波路とし
て機能することを実証するために、選択された。
【００７１】 前節の場合と同様に、該構造によって支持される最初の８つのモード（表１に
記載された各対称性に対して２つずつ）を捜したが、この場合６つのモードしか
見つからなかった。見つかったモードの厚さによる分散曲線を、図１０（ａ）お
よび１０（ｂ）に描く。モードの一般的振る舞いに関して前節で行なわれた観察
は、この例を含めて、他の膜幅に対しても適用できる。
【００７２】 幅ｗ＝１μｍの膜に対して見つかった最高次モードであるａａb 2およびａｓb 2 モードがこの場合には見つからず、高次モード（ｍ＞０）一般がカットオフ幅を
有することを示唆している。図１０（ａ）を図２（ａ）と比較すると、膜幅の減
少がｓｓb 1およびｓａb 1モードの位相定数の減少を招いていることが明らかであ
り、これらのモードのカットオフ幅の存在をさらに裏付けている。
【００７３】 図１０（ａ）および図１０（ｂ）を図２（ａ）および図２（ｂ）と比較すると
、カットオフ厚さを示すモード（ｍ＞０のｓｓb mおよびｍ≧０のａｓb m）が、よ
り狭い膜幅では、より大きい厚さでそれらを示すことに気付く。これは、膜の幅
および厚さを注意深く選択することによって、唯一の長距離モード（ｓｓb 0モー
ド）を支持する導波路を設計することを可能にする。
【００７４】 Ｂ．膜幅によるｓｓb 0モードの分散 ｓｓb 0モードの厚さによる分散を、０．２５≦ｗ≦１μｍの範囲内の多くの膜
幅について図１１（ａ）および１１（ｂ）に示し、変化する膜幅により予想する
ことのできるモード特性の分散の量を表わす。全ての場合に、ｓｓb 0モードは膜
厚の減少と共に、背景によって支持されるＴＥＭ波に変化するが、この変化はよ
り狭い幅の場合にいっそう急速に生じる。図１１（ａ）から例えば厚さｔ＝２０
ｎｍの厚さの膜の場合、幅１μｍの膜によって支持されるモードの正規化位相定
数は約２．０５であるが、幅ｗ＝０．２５μｍの膜によって支持されるモードの
それはすでに約２である。この事実は、ｔ＝２０ｎｍの厚さにおけるモードの減
衰定数が、狭い膜幅の場合には、より広い幅のものに比較して零（背景の減衰定
数）に近くなるので、図１１（ｂ）に描かれた結果によっても裏付けられる。実
際、１０ｎｍの厚さのとき、ｗ＝０．２５μｍの幅に対するモードの減衰は、ｗ
＝１μｍのときのその減衰より低い桁数より大きく（かつ金属膜スラブ導波路に
よって支持されるＳbモードのそれより低い桁数より大きく）、膜厚およびその
幅の両方を減少することによって、このモードをさらに長距離にすることができ
ることを示す。
【００７５】 膜厚の増加によるモードの分散はまた、図１１（ａ）から分かるように、膜幅
の関数としても変化する。これは、膜が狭くなるにつれて頂縁および底縁に沿っ
た隅間の結合量が増加するという事実によるものであり、厚さの増加によりモー
ドが、分離隅によって支持されるプラズモン−ポラリトンモードに向かって変化
するのではなく、むしろこれらの縁を介して結合された隅の対によって支持され
るプラズモン−ポラリトンモードに向かって変化することを暗示する。
【００７６】 図１２（ａ）ないし図１２（ｄ）は、厚さｔ＝２０ｎｍおよび様々な幅の膜に
よって支持されるｓｓb 0モードに関連するＲｅ｛Ｓz｝の等高線図を示す。全て
の場合に対しパワー閉込め係数も提示し、導波路コアＡcの面積を金属領域とす
る。図１２（ａ）ないし図１２（ｄ）は、損失の大きい金属へのフィールドの閉
込めがその幅の減少によりいかに低下するかを明瞭に示し、この厚さにおける図
１１（ｂ）に示した減衰の低下を説明する。加えて、閉込め係数は、考慮した幅
に対して１．６４％から０．７０７％までの範囲に及び、この事実をさらに確証
する。フィールドはまた、膜が狭くなるにつれて、水平次元に沿ってだけではな
く、垂直次元に沿ってもさらに拡散するようである。これは、幅の狭い膜によっ
て支持されるモードが、同一厚さのより幅広い膜に比較して、背景によって支持
されるＴＥＭモードへの変化をもっと先に進めることを示す。また、図１２（ａ
）ないし図１２（ｄ）から、膜厚だけでなくその幅についても考慮することによ
ってモード閉込めと減衰との間のトレードオフを行なわなければならないことも
明瞭である。
【００７７】 Ｖ．背景誘電率を変化させることによって生じる効果：対称構造 本節では、導波路の背景誘電率の変化によるｓｓb 0モードの伝搬特性の変化を
論じる。主な効果は一般的に全てのモードに適用できるので、ｓｓb 0モードだけ
を考慮する。背景誘電率を変化させることによって生じる効果を分離するために
、金属膜の幅はｗ＝０．５μｍに固定し、その誘電率のみならず解析の光学的自
由空間波長もこれまでの節で使用した値に設定した。背景の比誘電率εr,1は変
数パラメータとして扱った。
【００７８】 ｓｓb 0モードの厚さによる分散を、範囲１≦εr,1≦４の幾つかの背景誘電率
に対して図１３に示した。図１４（ａ）ないし図１４（ｄ）は、厚さｔ＝２０ｎ
ｍの膜について、かつ図１３に描かれた曲線を生成するために使用した背景誘電
率と同一セットについて、このモードに関連するＲｅ｛Ｓz｝の等高線図を比較
する。図１４（ａ）ないし図１４（ｄ）から、背景誘電率の値を低下すると、金
属へのフィールドの閉込めが低減されることが観察される。損失の大きい金属へ
のフィールドの閉込めのこの低減が今度はモードの減衰を低減させ、それは極め
て大きくなることがあり、図１３は、背景比誘電率がεr,1＝４から１に変化す
るときに、ｔ＝２０ｎｍの膜厚における大きさのほぼ４桁の低下を示す。また、
背景比誘電率が低下するにつれて、図３に示した正規化位相曲線はこのパラメー
タの値の低下と共に平坦化するので、モードが示す厚さによる分散が小さくなる
ことにも注意されたい。
【００７９】 図１４（ａ）ないし図１４（ｄ）から、フィールドが約２つの自由空間波長ま
で有意である図１４（ｄ）に示す場合を除いては、全ての場合にモードパワーが
、膜から遠ざかる全ての方向に、ほぼ１つの自由空間波長内に閉じ込められるこ
とを分かる。図１４（ｃ）では、背景誘電率はおおまかにガラスのそれであり、
図１３から、該モードの対応する正規化減衰定数は約α／β0＝６．０×１０-5
である。次式：
【数１６】 を用いて計算されるｄＢ／ｍｍ単位の関連モードパワー減衰は約５ｄＢ／ｍｍで
ある。この値の減衰は、短い伝搬長を要求する適用分野にこの特定の構造をこの
自由空間波長で実用化するのに充分に低く、かつフィールドの閉込めは図１４（
ｃ）に示す通り充分に高い。
【００８０】 前記の通り背景誘電率を変化させることによって生じるモード特性の変化は、
金属膜スラブ導波路によって支持されるモードに対して観察される変化と矛盾せ
ず、該観察結果は一般的に、有限幅の金属膜によって支持される他のモードに適
用可能である。より高次モード（ｍ＞０）およびカットオフ厚さを示すモード（
全てのｍに対してａｓb mモード、およびｍ＞０に対しｓｓb mモード）の場合、モ
ード特性の追加的変化が生じる。特に、背景誘電率が低下するにつれて、高次モ
ードのカットオフ幅は、全ての関連カットオフ厚さと同じように増加する。
【００８１】 ＶＩ．ｓｓb 0モード解の周波数依存性：対称構造 ｓｓb 0モード解の周波数依存性を分離するために、金属膜の形状は一定に維持
し、背景比誘電率はεr,1＝４に設定した。金属膜の比誘電率εr,2は、式（１）
に従って励振の周波数により変化すると想定した。［６］により一定に維持する
ために、値ωp＝１．２９×１０16ｒａｄ／ｓおよび１／ν＝γ＝１．２５を採
用したが、後者は、これまでの節で使用した値であるλ0＝０．６３３μｍでεr ,2 ＝−１９−ｊ０．５３を厳密には生じない。これは、ωpおよびγの値がしば
しば、式（１）を測定値に当て嵌めることによって推論されるという事実のため
である。しかし、使用した値は、銀に対して行なわれた最近の測定［３］とよく
一致しており、現実的であり実験的に検証可能な周波数依存結果を生じるものと
期待される。
【００８２】 幅ｗ＝０．５μｍおよびｗ＝１μｍ、ならびに範囲１０≦ｔ≦５０ｎｍの厚さ
の膜によって支持されるｓｓb 0モードの分散特性を、自由空間波長範囲０．５≦
λ0≦２μｍに及ぶ周波数について、図１５（ａ）および図１５（ｂ）に示す。
同一厚さの金属膜スラブ導波路（ｗ＝∞）によって支持されるｓbモードの曲線
も、比較のために示す。
【００８３】 図１５（ａ）に提示した結果は、全ての場合に、波長が増加するにつれて、該
モードの正規化位相定数が、波長背景によって支持されるＴＥＭ波のそれに漸近
的に向かうこと、および膜の幅が減少するにつれて（任意の厚さの場合）この値
への収束がより急勾配になることを示す。厚さが変化するにつれて、該曲線は基
本的に性質的には変化しないが、示されている通り、それらは厚さの増加と共に
グラフの左上に向かって上向きに移動する。波長が増加するにつれての漸近値へ
の収束は、ｓｓb 0モードが背景によって支持されるＴＥＭモードに変化すること
を示唆する。ｓｓb 0モードが膜の厚さおよび幅によっては広い帯域幅にわたって
ほとんど分散を示さないことがあることは注目に値するが、平坦な分散は金属膜
への低いフィールド閉込めにも関係する。
【００８４】 図１５（ｂ）に描かれた結果は、全ての場合に波長の増加による減衰の低下を
示し、曲線は、幅の広いもの（ｗ＝∞）に比較して幅の狭い膜（ｗ＝０．５μｍ
）の場合、急な降下を示す。減衰曲線は、考慮した全ての膜厚に対して基本的に
同じであるように見えるが、減衰値の範囲は、膜厚の減少と共にグラフ上を下向
きに移動する。
【００８５】 図１６（ａ）ないし図１６（ｆ）は、厚さｔ＝２０ｎｍおよび幅ｗ＝０．５μ
ｍおよびｗ＝１μｍの膜について、３つの自由空間波長の動作：λ0＝０．６、
０．８および１．２μｍの場合のｓｓb 0モードに関連するＲｅ｛Ｓz｝の等高線
図を示す。図１６（ａ）ないし図１６（ｆ）に示された等高線を比較すると、図
１５（ａ）および図１５（ｂ）に描かれた周波数に依存する振る舞いが部分的に
説明される。図１６（ａ）ないし図１６（ｆ）は、波長が増加するにつれて、モ
ードパワー等高線が膜からより遠くへ拡散することを示し、これは金属領域への
モード閉込めが減少することを意味し、図１５（ａ）および図１５（ｂ）に示す
損失の減少および背景のＴＥＭモードへ向かうモード変化を部分的に説明する。
この振る舞いは、幅ｗ＝１．０μｍのより広いものに比較して幅ｗ＝０．５μｍ
の導波路の場合、いっそう顕著になる。
【００８６】 動作の周波数が変化するにつれてｓｓb 0モードの変化を引き起こすメカニズム
は２つある。第一は、膜の光学的または見掛けのサイズを変化させる幾何学的分
散であり、第二は、式（１）を用いて金属領域に対してモデル化される材料分散
である。材料分散が存在しなければ、自由空間導波路が増大するにつれて（ｔお
よびｗを低減するのと同様の効果）幾何学的分散が膜を光学的に小さくするので
、ｓｓb 0モードの場合、膜への閉込めは低減され、モードは後者から遠ざかる全
ての方向に拡散する。今や、式（１）に基づき、膜の誘電率の実部｜Ｒｅ｛εr, 2 ｝｜の大きさがほぼ１／ω2またはλ0 2のように変化し、その虚部｜Ｉｍ｛εr, 2 ｝｜はほぼ１／ω3またはλ0 3のように変化することが明らかである。しかし、
｜Ｒｅ｛εr,2｝｜の増加は、金属領域内へのモードフィールドの侵入の深さを
低減させ、幾何学的分散とあいまって、たとえ膜における損失がλ0 3のように増
加しても、波長の増加によるモード減衰の正味低下を生じる。
【００８７】 図１５（ｂ）は、１０ないし０．１ｄＢ／ｃｍの範囲のモードパワー減衰値が
、適正な寸法：ｗ〜１．０μｍおよびｔ〜１５ｎｍの構造を用いて通信波長（λ 0 〜１．５μｍ）付近で可能であることを示す。減衰のそのような値は、ｓｓb 0
モードをロングレンジであるとみなすのに充分に低く、これらの波長が、短い距
離の伝搬を必要とする適用分野に対して実用的であることを示唆する。これまで
の節で示した通り、背景誘電率を低減すれば、さらに低い減衰値が可能である。
図１６（ｅ）および図１６（ｆ）から（通信波長に近いλ0＝１．２μｍの事例
）、モードパワー閉込めが膜の１つの自由空間波長内にあることが明らかであり
、それは、正しい形状の適切な品質の金属膜を作成することができるならば、モ
ードを構造に束縛し続けるのに充分に密でなければならない。
【００８８】 ＶＩＩ．モード特性および膜厚による変化：小さい非対称 Ａ．金属膜スラブ導波路のモード解 非対称導波路構造を使用することの導波路特性に対する影響を今から論じる。
最初に、そのような構造の標準的研究［６］から取った、無限幅非対称金属膜導
波路（ｗ＝∞である以外は図１７（ａ）に示すのと同様である）の結果の再現か
ら始める。それらの結果との一貫性を維持するために、励振の光学的自由空間波
長をλ0＝０．６３３μｍに設定し、彼らがこの波長で銀膜の比誘電率に使用し
た値をここでも使用する。すなわちεr,2＝−１９−ｊ０．５３である。底部お
よび頂部誘電体領域の比誘電率は、εr,1＝４（ｎ1＝２）およびεr,3＝３．６
１（ｎ3＝１．９）に設定した。これらの値は、水平次元に対して小さい非対称
性を有する構造を形成する。
【００８９】 無限幅構造によって支持されるｓbおよびａbモードの分散曲線を、ＭｏＬを用
いて計算した。結果を図１８（ａ）および１８（ｂ）に示す。これらの図から、
膜の厚さが増加するにつれて、ａbモードの伝搬定数が、式（１４）および（１
５）によって得られる、底部界面によって支持されるプラズモン−ポラリトンモ
ードのそれに近づくことが分かる。また、このモードはカットオフ厚さを示さな
いことにも気付く一方、ｓbモードはｔ＝１８ｎｍ付近にカットオフ厚さを持つ
ことが明らかである。ｓbモードの伝搬定数は、厚さが増加するにつれて、上部
界面によって支持されるプラズモン−ポラリトンモードの値に向かうことが分か
る。これらの結果は、［６］に報告されたものと完全に一致する。
【００９０】 Ｂ．幅ｗ＝１μｍの金属膜によって支持されるモード ｗ＝１μｍの場合について、図１７（ａ）に示した構造の解析について検討を
進める。ｗ＝∞のこれまでの事例で使用した材料パラメータおよび自由空間波長
をここでも使用した。最初の７つのモードの分散曲線を、ＭｏＬを用いて計算し
た。結果を図１８（ａ）および図１８（ｂ）に示す。
【００９１】 この非対称構造では、真のフィールドの対称性はｙ軸に対してのみ存在する。
水平次元に対しては、モードは対称様または非対称様フィールド分布を有し、フ
ィールドは底部または頂部金属−誘電体界面のいずれかに沿って局在する。水平
次元に対する対称様分布を有するモードは、最低誘電定数を有する金属−誘電体
界面に沿って局在する一方、この軸に対して非対称様分布を有するモードは、最
高誘電定数を持つ金属−誘電体界面に沿って局在する。この振る舞いは、非対称
金属スラブ導波路に観察されたものと矛盾しない。
【００９２】 対称構造に採用されたモード命名法は、金属膜がかなり厚い場合に、金属膜を
介する有意の結合が発生し始める前に、モードが識別される限りにおいて、かつ
モードの起源を明白に識別することができるときに、非対称構造によって支持さ
れるモードを記述するために、あいまいさ無しに使用することができる。金属膜
の厚さが減少するにつれて、モード（およびそれらのフィールド）は、対称構造
に比較して非対称構造ではいっそう大きく進化し変化し得る。モードの主横方向
電界成分における極値の数を、フィールドが局在する界面で横方向次元に沿って
計数する。次いで、この数をモード命名法に使用する。
【００９３】 ＩＩＩ節で、対称構造によって支持されるモードが実際には、構造を画定する
各金属−誘電体界面によって支持される「縁」および「隅」モードの結合から形
成されるスーパモードであることが観察された。金属の厚さおよび幅が減少する
につれて、これらの界面モード間の結合が強くなり、スーパモードの分散および
おそらく変化を導く。非対称構造では、束縛モードもまた、似ていない界面モー
ドが相互に結合してスーパモードを形成することを除いては同様の仕方で形成さ
れるスーパモードである。例えば、頂部界面に沿って（隅によって境界を定めら
れる頂縁に沿って）１つのフィールド極値を有するモードが、底部界面に沿って
３つの極値を有するモードと結合することができる。どの界面モードが結合して
スーパモードを形成するかを決定する主要選択基準は、それらの伝搬定数の値の
類似性である。非対称構造によって支持される全てのモードについて、水平次元
に対する見掛けの対称性または非対称性は、隅モードで依然として観察すること
ができる。
【００９４】 ｓａb 0、ａａb 0、ｓｓb 0、およびａｓb 0モードは、該構造によって支持される
基本モードである。ｓａb 0およびａａb 0モードは結合された隅モードから成り、
フィールドが基板付近に局在していることを除いては対称構造における対応モー
ドに似ている。膜の厚さが減少するときに、これらの２つのモードは性質が変化
しない。金属膜の幅が狭くなると、図１８（ａ）および１８（ｂ）に観察された
縮退は最終的に破れる。
【００９５】 充分に大きい厚さ（本構造では約１００ｎｍ）の場合、ｓｓb 0およびａｓb 0は
、フィールドがスーパストレート付近に局在することを除いては、対称構造にお
ける対応モードにずっとよく似た結合隅モードから成る。金属膜の厚さが減少す
るにつれて、これらのモードは両方とも進化し始め、超薄膜の場合、性質が完全
に変化する。図１９（ａ）ないし図１９（ｄ）は、膜の厚さが１００ｎｍ（図１
９（ａ））から４０ｎｍ（図１９（ｄ））の範囲で変化するときのｓｓb 0モード
に関連するＥyフィールド成分の進化を示す。モードが、スーパストレート付近
に局在するフィールドを有する対称様モードから、基板−金属界面に沿って局在
するフィールドを有する非対称様モードに変化することが明瞭に分かる。同様の
変化はａｓb 0モードに対しても観察される。性質のこの変化はまた、それらの分
散曲線でも明らかである。それらは大きい厚さの場合対称様モードの一般的振る
舞いに従うが、厚さが減少するにつれて、非対称様モードの振る舞いに従うよう
に徐々に変化する。基板の誘電定数はスーパストレートの誘電定数より大きいの
で、金属膜が薄くなるにつれて、モードは対称様モードから非対称モード（基板
−金属界面におけるフィールド局在化を有する）に「引っ張られる」。
【００９６】 図２０（ａ）ないし図２０（ｄ）は、２つの膜厚に対するｓｓb 1およびｓａb 1 モードに関連するＥyフィールド成分を示す。これらの図から、スーパモードを
構成する頂縁および底縁モードが相互に異なることに気付く。例えば、図２０（
ａ）では、底縁モードが３つの極値を有し、１つの極値を有する頂縁モードより
高次であることが分かる。同様の観察は図２０（ｃ）にも適用でき、ここでは底
縁モードが１つの極値を有する一方、頂縁には１つも無いことが分かる。この構
造では、基板がスーパストレートより高い誘電定数を持つので、特定に基板−金
属界面モードの位相定数は、金属−基板界面における同一モードの位相定数より
高くなる。スーパモードは同様の伝搬定数を有する縁モードの結合から形成され
るので、非対称構造では、異なる縁モードが結合してスーパモードを形成するこ
とができると予想される。一般的に、高次モードは低次モードに比較してより小
さい値の位相定数を有するので、ε3＜ε1を有する構造では、全てのスーパモー
ドは、図２０（ａ）ないし図２０（ｄ）に示す通り、頂縁モードと同一次数また
はより高次の底縁モードから成る。ε3＞ε1の場合には、逆のことが言える。
【００９７】 ｓｓb 1、ｓａb 1、およびａａb 2モードに関連するフィールドを注意深く点検す
ると、膜の厚さが減少するにつれて、モードフィールドが図１９（ａ）ないし図
１９（ｄ）に示したものと同様に滑らかに変化することができるが、加えて、構
成縁モードの変化または「切替え」も発生することがあることが明らかになる。
例えば、図２０（ｃ）から、ｓａb 1モードは、１００ｎｍの膜厚の場合、１つの
極値を有する基板−金属界面モードを含むことが分かり、一方６０ｎｍの厚さの
場合、基板−金属界面モードは図２０（ｄ）に示す通り３つの極値を有する。高
次モードは一般的に低次モードより低い位相定数を有するので、縁モードのこの
変化は、図１８（ａ）に示す通り、６０ｎｍの近くでｓａb 1モードの位相定数の
減少を引き起こす。隅モードが対称様（図２０（ｃ）および図２０（ｄ）のよう
に）から水平次元に対して非対称様に切り替わると、４０ｎｍ付近で別の変化が
発生する。厚さのさらなる減少によりその位相定数が増加することが見られるの
で、この変化は再びｓａb 1モードの分散曲線に反映される。一般的に、縁および
隅モードの変化は、膜厚が減少するときの分散曲線が取る方向と矛盾せず、した
がって図１８（ａ）および図１８（ｂ）に示された曲線の振動を説明する。
【００９８】 解析の波長でこの構造によって支持される唯一の潜在的長距離モードは、ｓｓ b 1 モードである。図１８（ａ）および図１８（ｂ）に示す通り、該モードはｔ＝
２２ｎｍ付近にカットオフ厚さを有し、減衰はこの厚さ付近で急速に低下するが
、フィールド閉込めもそうすることを思い出す必要がある。さらに、このモード
に関係する主横方向フィールド成分の空間分布は、図２０（ａ）および図２０（
ｂ）に示すのと同様に、厚さの減少と共に、カットオフ付近で空間分布が頂縁お
よび底縁に沿って強い極値を持つように変化する。これらの極値は、エンドファ
イヤ技術を用いて該モードを励振することをあまりできなくするので、結合損失
は対称導波路の基本対称モードに比較して高くなる。また、モードがそのカット
オフ厚さ付近で動作するという事実は、構造の製造に非常に厳しい許容誤差が要
求されることを暗示する。それにもかかわらず、エンドファイヤ励振を使用して
、適切な構造でこのモードの伝搬を観察することが可能である。
【００９９】 ＶＩＩＩ．モード特性および膜厚による変化：大きい非対称 Ａ．金属膜スラブ導波路のモード解 基板およびスーパストレートの誘電定数に大きい差を持つ構造の解析から検討
を進める。図１７（ａ）に関連して、基板およびスーパストレートの比誘電率を
それぞれεr,1＝４（ｎ1＝２）およびεr,3＝２．２５（ｎ3＝１．５）に設定し
、金属膜の幅はｗ＝∞に設定し、金属領域の誘電定数および解析の波長は、ＩＩ
Ｉ節の場合と同じ値に設定する。この構造によって支持されるｓbおよびａbモー
ドの分散曲線を、図２１（ａ）および図２１（ｂ）に見ることができる。図１８
（ａ）および図１８（ｂ）と比較すると、ｓbモードは、類似した基板およびス
ーパストレートの誘電定数を有する構造の場合より、大きい非対称性を有する構
造の方が、カットオフ厚さが大きいことが観察される。示した結果はＭｏＬを用
いて計算したものであり、［６］に報告されたものと完全に一致している。
【０１００】 Ｂ．幅ｗ＝１μｍの金属膜によって支持されるモード 図１７（ａ）に示した構造を、ＭｏＬを用いて、ｗ＝１μｍの場合について、
ｗ＝∞に対して上で掲げたものと同じ材料パラメータおよび自由空間波長に対し
て解析した。該構造によって支持される最初の６つのモードの分散曲線を図２１
（ａ）および図２１（ｂ）に示す。
【０１０１】 ｓａb 0およびａａb 0モードに関連するモードフィールドの検討から、これらの
モードは基板−金属界面に局在するフィールドによる結合隅モードから構成され
ることが再び明らかになる。膜の厚さが減少するときにモードの性質は変化せず
、金属膜の幅を狭くすると、図２１（ａ）および図２１（ｂ）に観察された縮退
が最終的に破れる。
【０１０２】 ｓｓb 0、ａｓb 0、ｓａb 1、およびａａb 2モードに関連するＥyフィールド成分
の空間分布を、図２２（ａ）ないし図２２（ｄ）に示す。この図から、全ての場
合に、金属−スーパストレート界面モードが類似していることに気付く。それら
は界面に沿って極値を持たず、むしろそれらは隅付近に局在し、ｙ軸に対して対
称または非対称分布のいずれかを持つ。これらの隅モードは、実際は、金属−ス
ーパストレート界面によって支持される最低次モードである。それらは最大値の
位相定数を持ち、したがって基板−金属界面によって支持される縁モードと結合
してスーパモードを形成する可能性が最も高い。図２２（ａ）および図２２（ｂ
）から、ｓｓb 0およびａｓb 0モードを含む基板−金属界面モードは非常に高次で
ることが観察される。これは、基板の誘電定数がスーパストレートの誘電定数よ
り著しく高く、より高次のモードがより低い値の位相定数を有することから予想
される。図２２（ａ）および図２２（ｂ）に示すｓｓb 0およびａｓb 0モードは実
際、金属−スーパストレート界面に沿って局在するフィールドを有する一方、図
２２（ｃ）および図２２（ｄ）に示すｓａb 1およびａａb 2モードは、基板−金属
界面に沿って局在するフィールドを有する。
【０１０３】 基板およびスーパストレートの誘電定数間の差を増加することによって生じる
１つの効果は、スーパモードを構成する頂縁モードおよび底縁モードの次数の差
を増加できることである。この効果は、図１９（ａ）を図２２（ａ）と比較する
ことによって観察することができる。前者には、頂縁モードと底縁モードの次数
の間に差は無いが、後者では次数の差は５である。別の効果は、水平次元に対し
て非対称様である全てのモードの場合に、金属とより高い誘電率の誘電体との間
の界面付近でフィールドの局在化の程度が増加することである。この効果は、図
２２（ｃ）および図２０（ｃ）に示したｓａb 1モードに関連するフィールドを比
較することによって見ることができる。ｓａb 0およびａａb 0モードに関連するフ
ィールドの比較は、この効果がこれらのモードにも存在することを明らかにする
。
【０１０４】 図２１（ａ）に示した分散曲線から、全てのモードの正規化位相定数が、膜厚
の増加につれて、対応する分離された縁に沿って局在するプラズモン−ポラリト
ン波によって支持されるものの近隣の正規化定数に収束することが明白である。
基板−金属界面に局在するフィールドを有するモードの正規化位相定数は、膜厚
の増加につれて、ａbモードに関連するそれの近隣の正規化位相定数に収束する
一方、金属スーパストレート界面に沿って局在するフィールドを有するモードの
正規化位相定数は、ｓbモードのそれ付近の値に収束する。ＶＩＩ節で解析した
ような対称性が小さい構造では、あまり明瞭ではないがこの振る舞いは存在する
。
【０１０５】 図１８（ａ）および１８（ｂ）を図２１（ａ）および図２１（ｂ）と比較する
と、基板とスーパストレートの誘電定数の差が大きい方が、モードの分散曲線が
ずっと滑らかになることに気付く。これは、スーパモードを構成する縁モードが
、基板およびスーパストレートの誘電定数が小さい構造で行われるように変化し
たり、切り替わる可能性が低いためである。したがって、水平次元に対して対称
様の状態から始まったモードは、膜の厚さが減少しても、そうした状態のままで
ある。基板とスーパストレートの誘電定数の間の差が増加すると、対称様モード
のカットオフ厚さも増加する。
【０１０６】 大きい非対称性を導入すると、有用な長距離モードを支持する構造の能力が阻
害されることがあり得る。長距離であるモードは、金属膜とより高い誘電率の誘
電体との間の界面の幅に沿って多数の極値があるフィールドを持ちそうである。
【０１０７】 ＩＸ．膜幅によるモード分散：小さい非対称性 膜幅を狭くすることによる支持されるモードへの効果を決定するために、ＶＩ
Ｉ節で検討した構造と同一誘電体を含むが、幅ｗ＝０．５μｍの金属膜を有する
非対称構造を、同一自由空間波長で解析した。該構造をＭｏＬを用いて解析した
。図２３（ａ）および図２３（ｂ）は、支持される最初の数個のモードについて
得られた分散曲線を示す。
【０１０８】 図２３（ａ）および図２３（ｂ）を図１８（ａ）および図１８（ｂ）と比較す
ると、膜の幅を減少しても基本モードの振る舞いに大きな変化は生じないが、高
次モードには大きな影響があることが明らかになる。膜幅の減少がｓｓb 1モード
のカットオフ厚さを増加させることに気付く。この高次モードは水平次元に対し
て対称様であり、対称様モードのカットオフ厚さは一般的に、金属膜へのフィー
ルドの閉込めの低下のため、膜の幅が減少するにつれて増加する。ａａb 2モード
を捜したが、この膜幅では見つからなかった。
【０１０９】 また、図２３（ａ）および図２３（ｂ）を図１８（ａ）および図１８（ｂ）と
比較することにより、ｓｂb 1モードの変化が膜の幅によって極めて異なることに
も気付く。ｗ＝１μｍの膜幅の場合、モードは非対称様モードの一般的振る舞い
に従い、ｗ＝０．５μｍの膜幅の場合、モードは対称様モードとして変化し、ｔ
＝２７ｎｍ付近にカットオフ厚さを有する。膜の幅が広い場合、多数の高次縁モ
ード（同様の値の位相定数を有する）が基板−金属または金属−スーパストレー
ト界面によって支持されることが可能になるので、スーパストレートを構成する
縁モードは、図２０（ｃ）および図２０（ｄ）に示すように、膜の厚さが減少す
るにつれて、変化または切り替わる可能性が高い。幅の狭い金属膜の場合、高次
縁モードの幾つかがカットオフされ、したがって縁モードの変化が不可能になる
かもしれない。そのような場合、膜圧を減少することにより、スーパモードを滑
らかに変化させることができる。ｗ＝０．５μｍの膜幅の場合のｓａb 1モードに
関連するモードフィールドを綿密に検討すると、厚さが減少するときに縁モード
への変化が無いことが明らかになる。むしろモードは、大きい厚さのときのその
フィールド分布（図２０（ｃ）に示すものと同様）から、膜の頂縁および底縁に
沿って１つだけ極値がある対称様分布を持つように滑らかに変化する。金属膜の
幅の変化による振る舞いの変化は、この検討ではｓａb 1モードの場合にのみ観察
されたが、そのような変化は一般的にこのモードに限定されない。
【０１１０】 ｓａb 1およびｓｓb 1モードは、それらがそれらのカットオフ厚さ付近で励振さ
れるならば、この構造で有用な距離にわたって伝搬させることができよう。しか
し、カットオフ付近でのモードの励振に関してＶＩＩ Ｂ節で述べた難しさはこ
こでも当てはまる。
【０１１１】 Ｘ．構造の非対称性によるｓｓb 0およびｓａb 1モードの変化 ｓｓb 0およびｓａb 1モードは実用的な関心事である。ｓｓb 0モードは対称的な
有限幅の金属膜構造によって支持される主長距離モードであり、前節で実証した
通り、ｓａb 1モードは非対称的な有限幅の構造によって支持される主長距離モー
ドになり得る。適正な厚さの金属膜では、それらはエンドファイヤ構造の励振に
最も適しているモードでもある。
【０１１２】 ｎ1＝２を有する基板誘電体と、幅ｗ＝０．５μｍの金属膜と、ｎ3＝２、１．
９９、１．９５、および１．９を有するスーパストレート誘電体とを含む構造を
、ＶＩＩ節の場合と同じ自由空間波長で解析した。金属膜の同等の誘電率もＶＩ
Ｉ節の場合と同じ値に設定した。基板の誘電率に比較してスーパストレートの誘
電率のわずかな減少によって引き起こされるｓｓb 0およびｓａb 1モードの伝搬特
性に対する効果を調べるために、これらの解析を実行した。図２４（ａ）および
２４（ｂ）は、関心のある４つの構造でこれらのモードについて得られた、膜厚
による分散曲線を示す。
【０１１３】 図２４（ａ）およびその挿入図に示す通り、モードの分散曲線は対称の場合（
ｎ3＝ｎ1）にのみ特定の膜厚で交差する。ある程度の非対称性が存在するやいな
や、曲線は交差しなくなるが、対称性が小さければ、ｎ3＝１．９９の場合に示
されるように、それらは相互に極めて近くなることがある。対称性の程度が大き
くなると、曲線間の分離は増加する。
【０１１４】 ｓａb 1モードの膜厚による変化を、ｎ3＝１．９９および厚さ約ｔ＝５９ｎｍ
（その位相分散曲線における最大値付近）の場合について、図２５（ａ）ないし
図２５（ｄ）に示す。ｎ3＝１．９５および１．９の場合のこのモードの変化は
、図示されたものと同様である。ｓｓb 0モードの膜厚による変化はこれらの構造
では、ｗ＝１μｍおよびｎ3＝１．９の場合に図１９（ａ）ないし図１９（ｄ）
に示した変化に類似する。図２５（ａ）ないし図２５（ｄ）と図１９（ａ）ない
し図１９（ｄ）を比較すると、モードがｔ＝５９ｎｍ付近で性質を「交換」する
ことが明らかになる。この値より充分に高い膜厚の場合、モードは図１９（ａ）
および図２５（ａ）に示すように、それらの特徴的特性を示すが、それより低い
膜厚の場合，各モードは、図１９（ｄ）および図２５（ｄ）に示す通り、他方の
性質を示す。この性質交換は、ここで考慮した３つの非対称の場合（ｎ3＝１．
９９、１．９５、および１．９）に存在し、図２４（ａ）および図２４（ｂ）に
示した分散曲線の振る舞いを説明する。
【０１１５】 図２４（ａ）および図２４（ｂ）から、構造に非対称性が存在するようになる
やいなや、長距離モードにカットオフ厚さが存在するようになることに気付く。
また、非対称性の増加と共にカットオフ厚さが増加することも観察される。ｎ3
＝１．９９の場合、該モードのカットオフ厚さはｔ＝１２ｎｍ付近であり、ｎ3
＝１．９の場合、カットオフ厚さはｔ＝２７ｎｍ付近である。金属膜の幅ｗが増
加するにつれて、ｓａb 1モードのカットオフ厚さは、モードが長距離であり続け
る限り、減少する（このモードの性質は膜幅によっても、その振る舞いが、図１
８（ａ）および図１８（ｂ）に示す通り対応するスラブ構造のａbモードに類似
するように変化することを思い出されたい）。また、図２３（ａ）および図２３
（ｂ）から、ｓａb 1モードのカットオフ厚さが、対応するスラブ構造によって支
持されるｓbモードのカットオフ厚さより大きいことが明らかである。これらの
結果は、幅の狭い金属膜によって支持される長距離モードが、対応するスラブ構
造によって支持されるｓbモードより、スーパストレートと基板の誘電率の差に
敏感であることを暗示する。これは、有限幅の構造ではモードフィールドがスラ
ブ構造の場合と同様に貫通するが、加えて、フィールドは金属膜を包囲するとい
う事実に照らして、合理的である。
【０１１６】 図２４（ｂ）は、カットオフ付近で、非対称構造によって支持されるｓａb 1モ
ードの減衰が、対称構造によって支持されるｓｓb 0モードの減衰よりずっと急速
に効果することを示す。したがって、非対称スラブ構造［７］で観察されたのと
同様のレンジ延長のための手段が、有限幅の金属膜の場合にも存在するが、ＶＩ
Ｉ Ｂ節で説明したモードのカットオフ厚さ付近での励振に関する難しさがここ
でも当てはまる。
【０１１７】 図２６（ａ）ないし図２６（ｄ）は、考慮したスーパストレートの４つの誘電
率の場合の長距離モードに関連する(｛Ｓz｝の等高線図を示す。Ｓzはポインテ
ィングベクトルのｚ方向成分であり、その空間分布は、
【数１７】 を用いてモードフィールドの空間分布から計算される。式中、Ｈ* x,yはＨx,yの
複素共役を表わす。図２６（ａ）は、厚さｔ＝２０ｎｍの対称構造（ｎ3＝ｎ1＝
２）によって支持されるｓｓb 0モードに関連する等高線図を示す。図２６（ｂ）
、（ｃ）および（ｄ）は、考慮した３つの非対称構造の場合のｓａb 1モードに関
連する等高線を示す。図２６（ｂ）、（ｃ）および（ｄ）に示した等高線図は、
これらの長距離モードを実験的に観察するために使用する厚さを表わす、カット
オフよりわずかに高い膜厚について計算される。これらの図から、構造の非対称
性の程度が増すにつれて、等高線図がますます大きく歪むようになり、フィール
ドが金属−スーパストレート界面にますます局在するようになることに気付く。
また、図２６（ａ）と図２６（ｄ）を比較することによって、エンドファイヤ実
験では、対称構造によって支持されるｓｓb 0モードに比較して、ｎ3＝１．９の
非対称構造によって支持されるｓａb 1モードに結合されるパワーが低いことも明
らかである。構造の非対称性の増加と共に、エンドファイヤ結合損失は増加する
ようである。
【０１１８】 有限幅の薄い金属膜によって支持される長距離モードの構造の非対称性に対す
る高い感受性は、潜在的に有用である。小さい誘導非対称性（例えば誘電体に存
在する電気光学的効果により生起される）は最終的に、長距離モードの伝搬特性
の大きい変化を明白にもたらすことができる。図２４（ａ）および図２４（ｂ）
から、ｎ1−ｎ3＝Δｎ＝０．０１もの小さい基板とスーパストレートの屈折率の
差は、長距離モードがｔ＝１２ｍｍのカットオフ厚さを有する非対称構造を形成
するのに充分であることが明らかである。図２４（ａ）から、それより少し大き
いΔｎ＝０．０５の差は、ｔ＝２０ｎｍの金属膜厚に対して長期モードの正規化
位相定数をΔ（β／β0）(０．０２５だけ変化させる。
【０１１９】 基板よりわずかに大きいスーパストレートの誘電定数を有する非対称構造も解
析した。基板の誘電定数をｎ1＝２に設定し、ｎ3＝２．０１、２．０５、および
２．１を有するスーパストレートの誘電体を、同一の金属、膜幅、および動作波
長について考察した。結果は図２４ないし２６に提示するものと同様であり、カ
ットオフ厚さは図２４（ｂ）に示したものに近い。結果は同一ではないが、誘電
率が似ている限りε1＞ε2またはε1＜ε3であるｓｓb 0とｓａb 1モードの振る舞
いの間に大きな相違は無い。
【０１２０】 ＸＩ．結論 「無限」均一誘電体に埋め込まれた有限幅の薄い損失金属膜によって支持され
る純粋束縛光学モードについて特徴付け、かつ説明した。これらの対称構造によ
って支持されるモードは、それらのモードフィールドの対称性によって４つのフ
ァミリに分割され、いずれのモードも（金属膜スラブ導波路の場合のように）性
質的にＴＭではない。存在する４つの基本モードに加えて、多くの高次モードも
支持される。それらを識別するのに適したモード命名法の案について論じた。膜
圧によるモードの分散を評価し、一般的に振る舞いは金属膜スラブ導波路によっ
て支持される純粋束縛モードのそれと矛盾しないことが分かった。加えて、基本
モードの１つおよび幾つかの高次モードはカットオフ厚さを有することが分かっ
た。膜幅によるモード分散についても調査し、高次モードがカットオフ幅を有し
、それより下ではそれらがもはや伝搬しなくなることがつき止められた。背景誘
電率の変化によるモードへの効果も調査して、一般的振る舞いが金属膜スラブ導
波路によって支持されるモードのそれと矛盾しないことが分かった。加えて、高
次モードのカットオフ幅が背景誘電率の低下と共に低下し、全てのカットオフ厚
さが増加することがつき止められた。
【０１２１】 対称構造によって支持される基本モードの１つ、ｓｓb 0モードは非常に興味深
い性質を示し、潜在的に極めて有用である。このモードは、膜厚の増加と共に、
拝啓によって支持されるＴＥＭ波に向かって変化し（金属膜スラブ導波路のｓb
モードによって示されるものと類似した変化）、その損失および位相定数はＴＥ
Ｍ波のそれらに漸近的に向かう。加えて、膜幅を減少すると、損失が対応する金
属膜スラブ導波路によって支持されるｓbモードのそれらより充分に低減するこ
とも分かった。背景誘電率を低減させると、損失はさらに低減する。しかし、損
失の減少は常に導波路コアへのフィールドの閉込めの低減を伴ない、それはこれ
らのパラメータが朗報とも相互に対してトレードオフしなければならないことを
意味する。さらに、膜の厚さおよび幅を注意深く選択して、ｓｓb 0モードを、支
持される唯一の長距離モードにすることができる。また、光通信波長で１０ない
し０．１ｄＢ／ｃｍの範囲のモードパワー減衰値を達成可能であり、もっと低い
値も可能である。最後に、最も有用な形に変化したｓｓb 0モードは、エンドファ
イヤ技術を用いてそれを励振可能にするフィールド分布を有する。
【０１２２】 対称構造におけるｓｓb 0モードの存在はその興味深い性質と共に、有限幅の金
属膜導波路を、短い伝搬距離を要求する用途に対して魅力的にする。該導波路は
横方向面内に二次元フィールド閉込めを提供し、それを光集積回路技術の基礎と
して有用にする。該導波路を用いて、結線、パワースプリッタ、パワーカプラ、
および干渉計を製作することができる。最後に、該構造は極めて単純であり、し
たがって製造は安価であるはずである。
【０１２３】 有限幅の非対称構造によって支持される長距離モードは、（非対称スラブ構造
と同様に）それらのカットオフ厚さ付近で急速に減少する減衰を有する。カット
オフ付近の厚さの減少による減衰の低下率は、対称構造のｓｓb 0モードに関連す
る率より大きい。しかし、フィールド閉じ込めもまたカットオフ付近で急速に減
少し、該構造を非常に厳しい許容誤差で製造しなければならないこと、および全
ての金属−誘電体界面を最高品質にしなければならないことを暗示する。また、
膜の幅を減少すると、主長距離モードのカットオフ厚さが増加することも分かっ
た。このカットオフ厚さより下では、純粋束縛長距離モードは存在しない。した
がって、有限幅の金属膜によって支持される長距離モードは、同様のスラブ導波
路によって支持されたｓbモードに比較して、構造の非対称性に対してより敏感
である。基板またはスーパストレートの屈折率の小さい誘導変化は、同様のスラ
ブ導波路に比較して、有限幅構造によって支持される長距離モードに対するより
大きい効果を持つことができるという点で、これは潜在的に有用な結果である。
【０１２４】 以上の理論的論功の一部は、文献［１３］、［２０］、［４４］、および［４
５］で発明者によって発表されている。
【０１２５】 特定の実施形態および適用例 本発明を用いて実現できる実用的導波路構造および集積光学デバイスについて
、図２７ないし４２をも参照しながら今から論じる。特に明記しない限り、導波
路構造を示す場合、それは図１（ａ）および図１（ｂ）に示すもの、または図１
７（ａ）および図１７（ｂ）に示すものと同様の一般的構造を有する。
【０１２６】 図１（ａ）および図１（ｂ）に示す導波路構造は、非常に低い自由キャリヤ密
度を有する第２材料によって包囲された、高い自由（またはほぼ自由）電荷キャ
リヤ密度を有する第１材料の有限厚さｔおよび幅ｗのストリップを含む。ストリ
ップ材料は金属または高不純物濃度の半導体とすることができ、背景材料は誘電
体とすることができる。
【０１２７】 ストリップの適切な材料は金、銀、銅、サブルーチン味に生む、および高不純
物濃度のｎ形またはｐ形のＧａＡｓ、ＩｎＰ、またはＳｉを含む（がそれらに限
定されない）一方、包囲材料の適切な材料はガラス、石英、ポリマー、およびア
ンドープまたは非常に低不純物濃度のＧａＡｓ、ＩｎＰ、またはＳｉを含む（が
、それらに限定されない）。特に適切な組合せの材料は、ストリップのＡｕおよ
び包囲材料のＳｉＯ2である。
【０１２８】 ストリップの厚さｔおよび幅ｗは、導波路が関心のある自由空間動作波長で長
距離プラズモン−ポラリトンモードを支持するように選択される。１５５０ｎｍ
の動作自由空間波長でＡｕ／ＳｉＯ2の適切な寸法は、厚さｔが１０ｎｍから３
０ｎｍおよび幅ｗが２μｍから１２μｍである。２０ｎｍの厚さおよび４μｍの
幅は適正な寸法である。
【０１２９】 図５１および図５２は、様々な幅および厚さの金属膜について、二酸化シリコ
ン（ＳｉＯ2）に各々埋め込まれた金（Ａｕ）およびアルミニウム（Ａｌ）それ
ぞれのストリップから構成された導波路のモードパワー減衰を示す。１．５５ミ
クロンの光自由空間波長で解析を行なった。曲線は、実用的寸法の金属ストリッ
プで非常に低い減衰値を得ることができることを示す。一般的に、金のストリッ
プを使用する減衰は、同様の寸法を有するアルミニウムのストリップで得られる
ものの約２分の１であった。どちらの場合も、１５ないし３０ｎｍの範囲の厚さ
および約１ないし８ミクロンの幅が特に優れた結果を出した。
【０１３０】 この箇所以降に構造の寸法が示される場合、特に明記しない限り、それらは１
５５０ｎｍの動作光自由空間波長でＡｕ／ＳｉＯ2の材料組合せを指す。ほとん
どの材料組合せに対して同様の寸法が必要である。
【０１３１】 プラズモン−ポラリトンフィールドは、導波路の入力にバット結合されたファ
イバからエンドファイヤ方式でストリップに結合された光学放射によって励振す
ることができる。導波路の出力もまたファイバにバット結合することができる。
代替的に、導波路は代替手段によって、例えばいわゆる減衰全反射法（ＡＴＲ）
を使用して、中間位置で励振させることもできる。
【０１３２】 図１（ｂ）に示す長さｌは任意であり、所望の相互接続を実現するように選択
される。
【０１３３】 上に記載した寸法を持つ直線導波路１００は偏光に敏感であることが実証され
た。プラズモン−ポラリトン波は垂直方向に、すなわちストリップの面に垂直に
、極めて線形的に偏光する。したがって、それは偏光フィルタとして機能するこ
とができ、それにより入射光のうちの実質的に垂直の偏光モード（図１（ａ）で
定義したｙ軸に沿って整列する）だけが誘導される。
【０１３４】 図２７は、異なる幅を有する導波路の２つの区分材を相互接続するために使用
できる段付き側部を有する遷移導波路区分材１０２である。大きい方の幅を使用
して、導波路を入力／出力ファイバに効果的に結合することができる。縮小され
た幅は、導波路の挿入損失を低減するのに役立つ。典型的な幅は、シングルモー
ドファイバに結合するためにおよそＷ2＝１０μｍ、導波路幅に対してはＷ1＝４
μｍである。図示する構造の任意の対称性を使用することができる。
【０１３５】 図２８は、インターコネクトとして使用できる傾斜区分材１０４を示す。その
寸法Ｗ1、Ｗ2、およびｌならびに角度φ1およびφ2は、特定の用途に対して必要
に応じて調整される。通常、角度は小さく、１ないし１５度の範囲内に維持され
、入力および出力幅は通常同様であり、約４μｍである。図２８に示した傾斜区
分材１０４はテーパ付きであるが、平行にすることもできる。また、傾斜の角度
は逆にすることができること理解されたい。すなわち、デバイスは図２８に示す
右下隅を中心に対称とするか、あるいはそれを中心に対称でないまでも、その軸
を中心に交差させることができる。
【０１３６】 図２９は、異なる幅の２つの導波路を相互接続するために使用できるテーパ付
き導波路区分材１０６を示す。テーパの長さは通常、角度が小さく、通常１ない
し１５度の範囲になるように調整される。２つの側部のテーパ角度は必ずしも同
一である必要はない。そのような構成は、入力ポートとして、おそらく図２７に
示したレイアウトの代替として、または別のデバイスの部品として使用すること
ができる。図示した構造の任意の対称性を使用することができる。
【０１３７】 図３０は、図２９に示した台形の遷移区分材の場合のように直線ではなく、湾
曲した側部を有する代替的遷移導波路区分材１３０を示す。図３０には、湾曲し
た側部が半径Ｒ1およびＲ2、相対する角度φ1、φ2それぞれの円の切片として示
されるが、入力および出力の反射を最小化するように、指数または放物線など様
々な関数を実現することができることを理解されたい。
【０１３８】 図３１は、プラズモン−ポラリトン波を向け直すために使用できる湾曲した導
波路区分材を示す。ベンドの角度φは０ないし３６０度の範囲にすることができ
、曲げ半径Ｒは数ミクロンないし数センチメートルの範囲とすることができる。
４５度のベンドの場合、０．５ないし２ｃｍの半径が適切である。重要寸法は半
径Ｒならびに入力および出力の直線区分材の位置である。デバイスは機能し、構
造１０８はベンドに沿ってプラズモン−ポラリトン波を伝達するが、ベンドから
の（外側の湾曲部からの）漏れおよび波が来た方向への反射もある。放射および
反射の低減は、入力および出力導波路１００がベンドの端に対して外方に偏位し
たときに得られる。これの理由は、直線導波路区分材１００が長手方向の中心線
に沿って頂点に達する光学フィールド極値を有し、次いで縁に向かって減衰する
ためである。ベンドでは、光学フィールド分布の極値が湾曲の外側の方向に移動
する。この結果、湾曲の外縁からの放射が増加し、フィールド分布のずれのため
入力導波路１００への反射が増加する。入力および出力導波路１００を曲線の外
側に向かって偏位させると、それらの光学フィールドの極値が、湾曲区分材１０
８の光学フィールドのそれといっそう厳密に整合し、それは、放射および反射の
両方を低減し、最小化するのにさえ役立つ。半径Ｒが小さければ小さいほど、湾
曲の外側からの放射が大きくなるので、オフセットＯ1は半径Ｒに関連し、最適
値は特定の用途に従って決定しなければならない。
【０１３９】 入力および出力導波路１００を湾曲に直接接続する必要は無いことにも注意さ
れたい。図３１に示す通り、入力導波路１００の端と湾曲区分材１０８の隣接端
との間に短い間隔ｄ1を持つことが可能である。一般的に言うと、その間隔ｄ1は
最小化すべきで、零でもよいくらいであり、おそらくわずか光学波長の数倍であ
る。ベンド１０８と出力直線導波路１００との間にも同様の偏位Ｏ2および間隔
ｄ2を設けることができる。
【０１４０】 図３１は、湾曲区分材１０８の入力および出力の直線導波路１００の間に漸次
遷移を示さないが、実際には、隅のエッジ効果を低減するために、より漸次偏位
を設けることができることが考えられる。
【０１４１】 図３２は、直線区分材１００が細い方の端１１２に結合され、かつ２つの傾斜
区分材１０４が幅広い方の端１１４に並行して結合される、台形区分材１０６か
ら形成された二方パワースプリッタ１１０を示す。入力導波路１００とテーパ形
区分材１０６の細い方の端１１２との間、および出力導波路１０４とテーパ形区
分材１０６の幅広い方の端１１４との間の距離ｄ1、ｄ2、およびｄ3はそれぞれ
最小化しなければならない。出力導波路１０４間の角度は通常０．５ないし１０
度の範囲であり、それらの幅は通常同様である。出力導波路と台形区分材１０６
の長手方向中心線との間の偏位Ｓ1およびＳ2は、零に設定することが好ましいが
、希望するならば非零とすることができ、サイズを変化させることができる。し
かし、理想的には、出力区分材１０４は合わせて幅広い方の端１１４の幅と等し
くなければならない。
【０１４２】 偏位Ｓ1を偏位Ｓ2と等しくする必要は無いが、両方とも零に設定することが好
ましい。出力区分材１０４の幅は、出力パワーの比率を変化させるように調整す
ることができる。中央テーパ形区分材１０６の寸法は通常、出力区分材１０４の
間の領域における入力および出力の反射および放射損失を最小化するように調整
される。
【０１４３】 また、中央テーパ形区分材１０６は、用途によって変化する角度を持つことが
でき、かつ対称である必要はないことにも注目されたい。
【０１４４】 遷移区分材がマルチモード伝搬に有利に働き、その長さ全体にわたって増加的
／減殺的干渉パターンを生じるように、テーパ形区分材１０６を、入力導波路１
００の幅より広い幅を有する矩形遷移区分材に置換することができると考えられ
る。長さは、矩形遷移区分材の出力端で干渉パターンの増加的部分が異なる導波
路に結合されて、事実上１対Ｎのパワー分割が確立されるように、選択すること
ができる。その場合、そのようなスプリッタはマルチモード干渉計方式パワー分
割器と呼ばれる。
【０１４５】 図３２に示したデバイスはコンバイナとしても使用できることを理解されたい
。この用法では、光は導波路区分材１０４に入射され、テーパ形中央区分材１０
６によって結合されて出力波を形成し、それは直線導波路区分材１００から出射
する。
【０１４６】 Ｙ字形スプリッタまたは干渉計方式パワー分割器のいずれかの場合、出力にお
けるアームまたは脚１０４の数は、図３２に示した２つよりずっと多くすること
ができる。
【０１４７】 また、複数の入力導波路を持つことも実行できる。これは、Ｎ×Ｎ分割器を構
築することを可能にする。その場合、遷移区分材１０６の寸法は、要求される分
割／結合の型によって制御されるであろう。
【０１４８】 図３３に示すように、傾斜導波路区分材１０４を使用して、寸法を特定の用途
に合わせて調整しながら、２つの直線導波路区分材１００の間のインターセクシ
ョンを形成することができる。図３２に示すように、２つの直線区分材１００は
相互に横方向にそれぞれ距離Ｏ1およびＯ2だけ偏位していることに注目された。
これらの距離は、図３１に関連して論じたような仕方で放射および反射損失を低
減することによって結合が最適化されるように選択される。台形区分材１０４の
角度は、偏位Ｏ1およびＯ2の最良の値を決定する上での要素である。区分材１０
０および１０４は直接接続する必要は無く、距離ｄ1およびｄ2だけ間隔を置いて
配置し、かつ／または接合をより漸次にする適切な遷移片によって結合する（す
なわち、方向の変化がよりなだらかになる）ことができる。
【０１４９】 図３１および図３２の実施形態は、光波の遷移または方向の変化および当初の
経路に対する傾斜があり、フィールドの極値が整合しなければ放射および反射を
引き起こし得る場合にはいつでも、偏位によって便利に光学フィールドを整合さ
せる一般原理を示す。そのような偏位は、方向変化区分材が直線であるか湾曲し
ているかに関係なく適用される。
【０１５０】 図３４に示すように、パワー分割器１１６は、図３２に示すスプリッタ１１０
における各々の傾斜区分材１０４の代わりに、１対の縦続された湾曲区分材１０
８を使用して実現することもできる。図３４に示すように、各対において、テー
パ方区分材１０６の幅広い方の端１１４に最も近い湾曲区分材は、テーパ型区分
材１０６の長手方向中心線から外側に湾曲する一方、もう１つの湾曲区分材は反
対側に湾曲しているので、それらは「Ｓ字形」ベンドを形成する。また、各対に
おける湾曲区分材は、図３１に示したベンド１０８に関連して論じた理由から、
相互に対して距離Ｏ1またはＯ2だけ偏位する。図３１および３２にそれぞれ開示
したパワー分割器および湾曲区分材に関して行なわれた他の観察はこの事例にも
当てはまる。
【０１５１】 図３５は、図３２に開示した２つのパワースプリッタ１１０を相互接続するこ
とによって形成されるマッハ・ツェンダ干渉計１１８を示す。言うまでもなく、
これらのいずれか一方または両方を、図３４に示したパワースプリッタ１１６に
置換することができる。ポートの１つ、すなわち１つのパワースプリッタ１１０
／１１６の直線区分材１００に入射された光は均等な振幅および位相成分に分割
され、それらはスプリッタの傾斜アーム１０４に沿って移動し、直線区分材１０
０によってもう１つのスプリッタの対応するアームに結合され、次いで再結合さ
れて出力波を形成する。
【０１５２】 該デバイスの一方または両方のアームに沿って挿入位相を変化させると、再結
合された波の間に減殺的干渉を誘発することができる。この誘発される減殺的干
渉は、入力光波の強度を変調するために使用できるデバイスの基礎である。アー
ム１００の長さは通常、アームに沿った単位長当たりの挿入位相の特定の相対変
化に対し、再結合された波の位相差が１８０度となるように調整される。したが
って、単位長当たりの挿入位相を変化させるために使用する機構が弱ければ、該
構造は光学的に長くなる（あるいは、機構が強ければ光学的に短くなる）。
【０１５３】 図３６（ａ）は、図３５に開示されたマッハ・ツェンダ干渉計１１８に基づく
変調器２０を示す。図３６（ｂ）にも示す通り、平行電極板１２２および１２４
が、２つの傾斜区分材１０４を相互接続する各々のストリップ１００の上および
下にそれぞれ配置され、誘電体材料によってそこから間隔を置いて、電極への光
学結合が無視できるほど小さくなる充分に大きい距離位置に配置される。電極は
電圧源１２６の１つの端子に共通して接続され、介在するストリップ１００は最
小侵略接点を用いて、もう１つの端子に接続される。電源１２６によって印加さ
れる電圧Ｖの変化は変調作用をもたらす。ストリップ１００のプラズマモデルに
よると、後者のキャリヤ密度の変化（＋２Ｑまたは−２Ｑの帯電による）はその
誘電率の変化を引き起こし、それが次にアームの挿入位相の変化を引き起こす。
（誘発される誘電率の変化は、関心のある動作波長における誘導ストリップ１０
０を表わすプラズマモデルによって説明される。そのようなモデルは当業者には
周知であり、したがってここではこれ以上詳述しない。さらなる情報については
、読者は例えば文献［２１］を参考にされたい）。この変化は、両アームの波が
出力コンバイナで再結合されるときに減殺的干渉を誘発するのに充分である。
【０１５４】 図３６（ｃ）は、２つの電極板１２２および１２４が電圧源１２６の端子のそ
れぞれ１つに接続される代替的接続構成を示す。この場合、導波路の背景として
使用される誘電体材料は電気光学材料（ＬｉＮｂＯ3、ポリマー・・・）である
。この例では、印加電圧Ｖは背景誘電体の誘電率の変化をもたらし、したがって
アームに沿って挿入位相を変化させる。この変化は、両アームの波が出力コンバ
イナで再結合するときに減殺的冠省を誘発するのに充分である。
【０１５５】 図３６（ａ）で、１つの電圧源が電圧Ｖ1を供給する一方、もう１つの電圧源
が電圧Ｖ2を供給することにも気付くであろう。Ｖ1およびＶ2は等しくてもそう
でなくてもよい。
【０１５６】 前記のどちらの場合も、構造の両アームに対し逆の極性の電圧を印加すること
が可能である。これは、マッハ・ツェンダ干渉計の一方のアームの挿入位相の増
加および他方のアームの挿入位相の減少（またはその逆）をもたらし、したがっ
て、出力で所望の減殺的干渉度を達成するために要求される電圧の大きさまたは
構造の長さが低減される。
【０１５７】 また、要求される干渉を提供するために、介在するストリップ１００のうちの
１つにだけ、電極１２２および１２４ならびに電源１２６を設けることが可能で
ある。
【０１５８】 必要な電圧を印加するために、他の電極構造を使用できることを理解されたい
。例えば、電極１２２および１２４は介在するストリップ１００と同一平面に、
その両側に１つずつ置くことができる。電極をマイクロ波導波路として注意深く
配置することによって、高周波変調器（１０Ｇビット／ｓを超える変調速度が可
能）を達成することができる。
【０１５９】 図３７は、図３５に示したものと同一セットの導波路を持つが、真ん中の直線
区分材アームのいずれか一方または両方に印加される磁界Ｂを利用して、ストリ
ップを説明する誘電率テンソルの変化を誘発する、マッハ・ツェンダ１２８の代
替的実現を示す。（誘発されるテンソルの変化は、関心のある動作波長における
誘導ストリップを表わすプラズマモデルによって説明される。そのようなモデル
は当業者には周知であり、したがってここではこれ以上詳述しない。さらなる情
報については、読者は例えば文献［２１］を参考にされたい）。誘発される誘電
率テンソルの変化はいずれか一方または両方のアームの挿入位相の変化を誘発し
、したがってアーム内を通過する光間の相対移相差を誘発して、波が出力コンバ
イナで再結合するときに減殺的干渉を発生させる。したがって磁界の変調は、デ
バイス内を伝達される光の強度を変調する。磁界Ｂは、光導波路に所望の向きお
よび強度の磁界が生成されるようにアーム１００の周囲に配置された電流が流れ
るワイヤまたはコイルから発生させることができる。磁界は図示した向きＢx、
ＢyまたはＢzのうちの１つまたは全部、またはその逆の向きを持つことができる
。ワイヤまたはコイルは、メッキビアホールおよび印刷配線または他の導体を用
いて既知の方法で製作することができる。代替的に、磁界は、ストリップの片側
または両側に極を持つソレノイドまたはトロイドなど、外部の源によってもたら
すことができる。
【０１６０】 図３８は、一連のユニットセル１３４を含む周期的導波路構造１３２を示し、
ここで各セル１３４は、異なる長さｌ1およびｌ2ならびに幅ｗ1およびｗ2をそれ
ぞれ有する２つの矩形導波路１００および１００´を含む。各ユニットセル１３
４の導波路の寸法、それらの間の間隔ｄ1、ユニットセルの数、およびセル間の
間隔ｄ2は、格子軸すなわちセル１３４の配列の長手軸に沿って伝搬する光信号
に対して所望の動作波長で、または所望の動作帯域幅にわたって反射が発生する
ように調整される。周期的構造の周期、すなわち各ユニットセルの長さｌ1＋ｌ2 ＋ｄ1＋ｄ2は、長い周期の周期構造が得られるように、光学的に長くすることが
できる。所定の伝達関数を実現するために（チャープ周期的構造のように）、各
ユニットセル１３４における要素１００、１００´の寸法も、周期的構造の方向
に沿って変化させることができる。
【０１６１】 各セル内の導波路１００、１００´が矩形である必要はなく、様々な他の形を
使用できることに注目されたい。例えば、図３９は代替的な周期的構造１３６の
一部、特に２つのユニットセル１３８のみを示す。そこで各ユニットセル１３８
は、図３０に関連して述べたものと同様の２つの台形導波路区分材１０６、１０
６´を、それらの幅広い方の縁を対向させた状態で含む。
【０１６２】 別の代替例として、台形導波路１０６／１０６´を、空間ｄ1およびｄ2の有無
にかかわらず、図３０に示した遷移区分材１３０によって置換し、正弦状関数的
に変化する側部を有する周期的構造を形成することができる。これらの周期的構
造は単なる例であって、全ての可能性の網羅的詳細を提示するものではないこと
に留意されたい。あらゆる種類の様々な形状およびサイズの要素から成るユニッ
トセルから、他の様々な周期的構造を形成することができる。
【０１６３】 ユニットセルのストリップの帯電を確立するために、ストリップの一部または
全部に電圧を印加でき、それはそれらの誘電率を変化させ、したがって周期的構
造の光伝達関数を変化させることに注目されたい。ストリップを包囲する誘電体
材料が電気光学材料である場合、印加電圧は誘電体の誘電率をも変化させ、それ
は周期的構造の光伝達関数の変化にも貢献する。
【０１６４】 誘電体材料によって分離される多くの面にユニットセル（様々な形状およびサ
イズのストリップから成る）の二次元配列を配置することによって、フォトニッ
クバンドギャップ構造を形成することができる。ストリップのサイズ及び形状は
、光スペクトルのストップバンドが所望のスペクトル位置に現れるように決定さ
れる。
【０１６５】 図４０（ａ）は、２つのストリップ１００''を相互に平行して、かつ特定の長
さにわたって非常に近接して配置することによって形成されるエッジカプラ１３
９を示す。ストリップ１００''間の間隔Ｓcは１μｍ（またはそれ以下）ないし
２０μｍとすることができ、結合長Ｌcは、間隔Ｓc、ストリップ１００''の幅お
よび厚さ、使用する材料、動作波長、および所望の結合のレベルに応じて、数ミ
クロンないし数十ミリメートルの範囲とすることができる。ストリップ１００''
のそのような配置は「縁結合」と呼ばれる。
【０１６６】 図示した導波路区分材の入力と出力との間のギャップは理想的には零に設定さ
れ、方向の変化が関与する場合、区分材間の横方向の偏位が設けられる。図４０
（ａ）に示した区分材１０４、１００および１００''の代わりに、湾曲区分材を
使用することができる。
【０１６７】 結合部分には２つのストリップ１００''しか示されていないが、３つ以上のス
トリップを結合してＮ×Ｎカプラを形成することができることを理解されたい。
【０１６８】 図４０（ｂ）に図示する通り、最小侵略電気接点を用いて、２つの縁結合され
た区分材１００''に電圧を印加することができる。図４０（ｂ）は、区分材１０
０''に直接接続される電圧源１２６を示すが、各アームの区分材１００、１０４
および１００''が電気的に接続される場合、電圧は同一アームの他の区分材の１
つに接続することができる。そのように電圧を印加するとカプラのアームが帯電
し、それは導波路のプラズマモデルに従ってその誘電率を変化させる。加えて、
２つの導波路１００の間に配置された誘電体材料が電気光学材料である場合、印
加電圧の結果、背景誘電率の変化ももたらされる。第１の効果は構造の結合特性
を変化させるのに充分であるが、示唆される通り、電気光学誘電体も使用される
場合には、両方の効果が存在し、より低い電圧を印加することによって結合特性
を変化させることができる。
【０１６９】 図４１（ａ）および４１（ｂ）は、図４０（ａ）に示したものに類似している
が、幾つかの層１４０／１、１４０／２、および１４０／３を有する基板の別個
の層に配置されている結合導波路を示す。ストリップは、厚さｄの誘電体の薄い
領域を間に配置しながら、相互に直接重ねて配置することができる。ストリップ
のそのような配置は「ブロードサイド結合」と呼ばれる。図４１（ａ）および図
４１（ｂ）に示すように、結合される導波路は、側面から距離Ｓcだけ偏位させ
ることもできる。ストリップはｄ＝１μｍ（またはそれ以下）ないし２０μｍだ
け分離することができ、結合長は数ミクロンから数十ミリメートルの範囲とする
ことができ、間隔Ｓcは、ストリップの幅および厚さ、使用する材料、および所
望の結合のレベルに応じて、−２０ないし＋２０μｍとすることができる。（負
は重なり状態を示す）。
【０１７０】 前と同様に、図４１（ａ）に示した直線および傾斜区分材の代わりに湾曲区分
材を使用することができる。
【０１７１】 希望する場合、ストリップのセグメント間に長手方向にギャップを導入するこ
とができ、かつ直線区分材および傾斜（または湾曲）区分材間に横方向偏位を導
入することができる。
【０１７２】 結合部分には２つのストリップしか図示されていないが、１つの層で、かつ／
または多くの層にわたって複数のストリップを結合してＮ×Ｎカプラを形成する
ことができることを理解されたい。
【０１７３】 図４１（ｂ）に示す通り、電圧源１２６は直接または間接的に真ん中の（結合
された）区分材１００''に、図４０（ｂ）に示したものと同様の仕方で接続する
ことができる。
【０１７４】 図４２に示す通り、４つの傾斜導波路区分材１０４のそれぞれの端を接続し合
うことによって、インターセクション１４２を形成することができ、それらの遠
端がデバイスの入力および出力ポートを提供する。光をポートの１つに加えると
、所定の比率の光パワーがインターセクションの反対側の出力ポートから出射す
る。角度φ1・・・φ4は、ポートの１つの入力された光パワーが正反対のポート
から出射し、他のポートからは無視できるほど小さいパワーが送出されるように
、設定することができる。図示する構造の何らかの対称性が適切である。
【０１７５】 本発明の範囲から逸脱することなく、様々な他の変形および置換が可能である
。例えば、図１（ａ）および図１（ｂ）に示した導波路構造および他の図に暗に
示したものは、薄い金属膜を包囲する単一の均一な誘電体を有するが、異なる誘
電体材料の２つのスラブの間に、あるいは異なる誘電体材料の４つのスラブの間
の接合部に、金属薄膜を挟み込むことが可能である。さらに、図４１（ａ）に示
した多層誘電体材料を他のデバイスにも使用することができる。また、金属薄膜
を何らかの他の導電性材料または高不純物濃度ｎ形またはｐ形半導体によって地
下することもできる。また、金属か他の材料かに関わらず、導電膜を多層化する
ことも考えられる。
【０１７６】 変調およびスイッチングデバイスの特定の実施形態 誘導要素として薄く細い金属膜を有する光導波路構造に誘発される非対称性が
、支持される主長距離純粋束縛プラズモン−ポラリトンモードの伝搬を抑制する
ことができるという事実を利用する、変調およびスイッチングデバイスについて
今から述べる。
【０１７７】 該構造の非対称性は、金属膜を包囲する誘電体に存在することできる。この場
合、ストリップを包囲する誘電体の誘電率、透磁率または寸法を異なるものにす
ることができる。顕著な例は、図１７（ａ）に示したものと同様に、金属ストリ
ップの上および下の誘電体が異なる誘電率を持つ場合である。
【０１７８】 電気光学、磁気光学、熱光学、または圧電光学効果を示す誘電体材料を、包囲
する誘電性媒体として使用することができる。変調およびスイッチングデバイス
は外部刺激を利用して、構造の誘電体における非対称性を誘発または増強する。
【０１７９】 図４３（ａ）および図４３（ｂ）は、電気光学効果を示す誘電体１１４によっ
て包囲される２つの金属ストリップ１１０および１１２を含む電気光学変調器を
示す。そのような誘電体は、印加される電界の強さと共に変化する誘電率を有す
る。効果は一次の電界とすることができ、その場合、それはポッケルス効果と呼
ばれ、あるいは二次の電界（カー効果）、またはより高次とすることができる。
図４３（ａ）は構造を断面図で示し、図４３（ｂ）は構造を平面図で示す。下部
金属ストリップ１１０および包囲する誘電体１１４は光導波路を形成する。下部
金属ストリップ１１０は、純粋束縛長距離プラズモン−ポラリトン波が関心のあ
る光波波長で構造によって誘導されるような寸法に定められる。「誘導する」下
部金属ストリップ１１０は金属を含むので、それは電極としても使用され、図示
する通り、最小侵略電気接点１１８を介して電圧源１１６に接続される。第２金
属ストリップ１１２は、下部金属ストリップ１１０の上に、ストリップ間の光結
合が無視できるほど小さくなるように充分に大きい距離を置いて配置される。第
２ストリップは、導波ストリップの上ではなく、下に配置することもできること
に注意されたい。
【０１８０】 導波路から出力される光信号の強度は、電源１１６によって印加される電圧Ｖ
の強さを変えることによって、変化または変調させることができる。電圧が印加
されないときは、導波構造は対称であり、プラズモン−ポラリトン波を支持する
。電圧が印加されると、誘電体１１４に存在する電気光学効果により導波構造に
非対称性が誘発され、プラズモン−ポラリトン波の伝搬が抑制される。誘発され
る対称性の程度は、主純粋束縛長距離モードを完全に遮断するのに充分な大きさ
にすることができ、したがって非常に高い変調度を達成することが可能である。
電極をマイクロ波導波路として注意深く配置することによって、高周波変調器（
１０Ｇビット／ｓを超える変調速度が可能）を達成することができる。
【０１８１】 図４４（ａ）および図４４（ｂ）は、図４３（ａ）に示したものに類似してい
るが、光導波路の金属膜１１０の上および下に、ストリップ間の光結合が無視で
きるほど小さくなる距離に、それぞれ配置された電極１１２Ａおよび１１２Ｂを
含む電気光学変調器の代替設計を示す。図４４（ａ）は構造を断面図で示し、図
４４（ｂ）は構造を平面図で示す。金属膜１１０および上部電極１１２Ａに接続
された第１電圧源１１６Ａは、それらの間に第１電圧Ｖ1を印加する。金属膜１
１０および下部電極１１２Ｂに接続された第２電圧源１１６Ｂは、それらの間に
第２電圧Ｖ2を印加する。可変である電圧Ｖ1およびＶ2は、誘電体材料の部分１
１４Ａおよび１１４Ｂに電界Ｅ1およびＥ2を生じる。使用する誘電体材料は電気
光学効果を示す。図４４（ｃ）に示す導波路構造は、図４４（ａ）に示したもの
と構造的に類似しているが、１つの電圧源１１６Ｃだけを使用している。電圧源
１１６Ｃの正端子（＋）は金属膜１１０に接続されるように図示され、その負端
子（−）は上部電極１１２Ａおよび下部電極１１２Ｂに接続されるように図示さ
れている。この構成により、誘電体部分１１４Ａおよび１１４Ｂにそれぞれ発生
する電界Ｅ1およびＥ2は相対する方向である。したがって、図４４（ａ）の導波
路構造では、電圧Ｖ1およびＶ2の適切な値を選択すると、所望の非対称性が誘発
されるのに対して、図４４（ｃ）の導波路構造では、電極１１２Ａおよび１１２
Ｂに印加される電圧Ｖが、誘電体材料の部分１１４Ａおよび１１４Ｂで相対する
方向に作用する電界を発生するので、非対称性は導波ストリップ１１０の上およ
び下の電界の相対的方向によって誘発される。
【０１８２】 図４４（ａ）、（ｂ）および（ｃ）に示した構造は、３つの金属によってマイ
クロ波伝送線（ストリップライン）が事実上形成されるので、非常に高い周波数
で動作することができる。
【０１８３】 図４５は、電気光学変調器のさらに別の設計を断面図で示す。この場合、金属
膜１１０は、その上の第１部分１１４Ｄおよびその下の第２部分１１４Ｅを持つ
誘電体材料１１４の真ん中に埋め込まれる。電極１１２Ｄおよび１１２Ｅが、図
示する通り誘電体１１４の上部分１１４Ｄの対向する横方向縁に沿って対向する
側面にそれぞれ配置され、それらの間に電圧を印加して所望の非対称性を構造に
誘発する電圧源１１６Ｅに接続される。代替的に、電極１１２Ｄ、１１２Ｅは誘
電体１１４の底部分１１４Ｅに沿って横方向に配置することができ、誘電体材料
の性質の異なる部分は依然としてストリップの上と下の非対称性をもたらす。
【０１８４】 図４６は、導波ストリップ１１０およびその上にある電極１１２Ｆを使用して
図示するように相対する方向に電流Ｉを流すために使用される磁気光変調器の一
例を示す。金属導波路ストリップ１１０を包囲する誘電体材料は磁気光学効果を
示し、あるいはフェライトである。電流Ｉによって生成される磁界は電極１１０
と１１２Ｆとの間の誘電体部分で増加し、頂部電極１１２Ｆの上および導波路１
１０の下の部分で基本的に消滅する。したがって印加磁界は、導波構造に所望の
非対称性を誘発する。電極１１２Ｆは、ストリップ間の光結合が無視できるほど
小さくなるように、誘導ストリップ１１０から充分に離して配置される。
【０１８５】 図４７は、導波ストリップ１１０およびその上にある電極１２Ｇが温度Ｔ2お
よびＴ1にそれぞれ維持される熱光学変調器を示す。金属導波路を包囲する誘電
体材料１１４は、熱光学効果を示す。温度差は電極１１２Ｇとストリップ１１０
との間の誘電体部分１１４Ｇに熱勾配を生じる。したがって加えられる温度の変
化が、導波構造における所望の非対称性を誘発する。電極１１２Ｇは、ストリッ
プ間の光結合が無視できるほど小さくなるように、誘導ストリップ１１０から充
分に離して配置される。
【０１８６】 図４３（ａ）ないし図４７に関連して上述した変調デバイスは、減衰が電磁特
性を変化させる外部刺激、例えば電圧、電流温度により制御される可変光減衰器
としても役立つことができる。
【０１８７】 図４８、図４９、および図５０は、「分割と減衰」の原理で動作する光スイッ
チを示す。それぞれの場合に、入力光信号は最初にパワー分割器を使用してＮ個
の出力に分割される。図４８、図４９、および図５０には１対２のパワー分割が
示されている。次いで、対応する出力導波路に大きい非対称性を誘発することに
よって、望ましくない出力を「切断」するか、大きく減衰させる。非対称性は、
導波路によって支持される主純粋束縛長距離モードを完全に遮断するのに充分な
大きさでなければならない。非対称性は、図４３、４６、または４７それぞれの
導波路構造のように、上にある電極によって誘発される。
【０１８８】 図４８、図４９、および図５０に示したスイッチでは、基本的な導波路の構成
は同一であり、くさび形スプリッタ１２４によって２つの平行な分岐区分材１２
２Ａおよび１２２Ｂに結合される入力導波路区分材１２０を含む。４つの区分材
１２０、１２２Ａ、１２２Ｂ、および１２４は全て同一平面内にあり、誘電体材
料２６内に埋め込まれる。金属膜の厚さはｄ3である。各々厚さｄ1の２つの矩形
電極１２８Ａおよび１２８Ｂは、それぞれ分岐区分材１２２Ａおよび１２２Ｂの
上に、厚さｄ2の誘電体材料１２６によって、そこからストリップ間の光結合が
無視できるほど小さくなるように充分に大きい距離に離して配置される。各々の
電極１２８Ａおよび１２８Ｂは、その下にある金属膜１２２Ａまたは１２２Ｂそ
れぞれよりも幅広くかつ短い。図４８に示したスイッチでは、非対称性は電気光
学的に、金属膜１２２Ａと電極１２８Ａとの間に接続されそれらの間に電圧Ｖ1
を印加するための第１電圧源１３０Ａ、および金属膜１２２Ｂと電極１２８Ｂと
の間に接続されそれらの間に電圧Ｖ2を印加するための第２電圧源１３０Ｂによ
って誘発される。図４９に示したスイッチでは、非対称性は磁気光学的に、コネ
クタ１３４Ａによって一つに接続されて回路を完成する金属膜１２２Ａと電極１
２８Ａとの間に接続された第１電流源１３２Ａ、およびコネクタ１３４Ｂによっ
て一つに接続されて回路を完成する金属膜１２２Ｂと電極１２８Ａとの間に接続
された第２電流源１３２Ｂによって誘発される。
【０１８９】 図５０に示したスイッチでは、非対称性は熱光学的に、金属ストリップ１２２
Ａおよび１２２Ｂを温度Ｔ0に維持し、上にある電極１２８Ａおよび２８Ｂを温
度Ｔ1およびＴ2にそれぞれ維持することによって誘発される。
【０１９０】 図４８、図４９、および図５０に示した構造では、金属ストリップを包囲する
誘電体は、適宜、電気光学、磁気光学、または熱光学、もしくはフェライトなど
の磁気的材料である。 一般的に、電圧、電流、または温度の如何に関わらず、どの供給源も可変とす
ることができる。
【０１９１】 図４８、図４９、および図５０に示すスイッチは１×２スイッチであるが、
本発明は、より多くの分岐区分材および関連電極等を追加することによって形成
することのできる１×Ｎスイッチを包含する。
【０１９２】 包囲材料が音響光学材料である場合、非対称性を誘発または増強するために使
用される外部刺激は、類推によって決定することができることは理解されるであ
ろう。例えば、電気光学材料は音響光学材料に置換し、電極１１２Ｄおよび１１
２Ｅは上部分１１４Ｄに圧縮または緊張を与えるために使用することにより、図
４５に示したものと同様の構造を使用することができる。
【０１９３】 説明を分かりやすくするために、本発明を実現する様々なデバイスについて、
新規の導波路構造の幾つかの分離した区分材を含むものとして図示し、説明した
。デバイスをこのようなやり方で構築することが可能であるが、実際的には、デ
バイスは金属またはその他の高電荷キャリヤ密度の材料の連続ストリップ、例え
ば同一基板上に作製された一体的ストリップ区分材を含む可能性が高い。
【０１９４】 前記の例は、可能な全ての例の完全なリストを意味するものではなく、むしろ
本発明の用途の広さを実証することを意味する。本発明の概念は、光集積デバイ
スに適した様々な他の要素に適用することができる。また、本発明を実現する導
波路構造をマルチプレクサおよびデマルチプレクサに適用することも考えられる
。
【０１９５】
【産業上の利用可能性】
本発明の実施形態は、信号の伝送および経路選択に、あるいはカプラ、パワー
スプリッタ／コンバイナ、干渉計、変調器、スイッチ、周期的構造、およびその
他の典型的な光集積回路のコンポーネントなどのコンポーネントを構成するため
に役立つことができる。
【０１９６】 本発明の実施形態を詳細に説明し、図示したが、それらは単に図解および例示
のつもりであり、限定とはみなされないものとし、本発明の精神および範囲は請
求の範囲によってのみ限定される。
【０１９７】
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【図面の簡単な説明】
【図１】 （ａ）：誘電率ε1を有する「無限」均一誘電体を含むクラッド
または背景に埋め込まれた厚さｔ、幅ｗ、長さｌ、および誘電率ε2の損失金属
膜からそのコアが成る、本発明を実現する対称導波路構造の断面図である。 （ｂ）：（ａ）の対称導波路構造の平面図である。
【図２（ａ）】 幅ｗ＝１μｍの対称金属膜導波路によって支持される最初
の８モードの厚さによる分散特性を正規化位相定数について示すグラフである。
比較のために、ｗ＝∞の場合に支持されるａbおよびｓbモードも示す図である。
【図２（ｂ）】 分散特性を正規化減衰定数について示す、図２（ａ）と同
様のグラフの図である。
【図３】 （ａ）：厚さｔ＝１００ｎｍおよび幅ｗ＝１μｍの対称金属膜導
波路によって支持されるｓｓb 0モードに関連する１つの電界成分の空間分布を示
すグラフの図である。導波路の断面はｘ−ｙ面内に位置し、金属は−０．５≦ｘ
≦０．５μｍおよび−０．０５≦ｙ≦０．０５μｍの領域によって境界を定めら
れ、破線による矩形の輪郭として描かれる。電界分布はｍａｘ｜Ｒｅ｛Ｅy｝｜
＝１となるように正規化されている。 （ｂ）,（ｃ）,（ｄ）,（ｆ）：別の電界成分の空間分布を示す、（ａ）と
同様のグラフの図である。
【図４】 （ａ）：厚さｔ＝１００ｎｍおよび幅ｗ＝１μｍの対称金属膜導
波路によって支持されるｓａb 0モードに関連する１つの電界成分の空間分布を示
すグラフの図である。導波路の断面はｘ−ｙ面内に位置し、金属は−０．５≦ｘ
≦０．５μｍおよび−０．０５≦ｙ≦０．０５μｍの領域によって境界を定めら
れ、破線による矩形の輪郭として描かれる。電界分布はｍａｘ｜Ｒｅ｛Ｅy｝｜
＝１となるように正規化されている。 （ｂ）,（ｃ）,（ｄ）,（ｅ）,（ｆ）：別の電界成分の空間分布を示す、（
ａ）と同様のグラフの図である。
【図５】 （ａ）：厚さｔ＝１００ｎｍおよび幅ｗ＝１μｍの対称金属膜導
波路によって支持されるａｓb 0モードに関連する１つの電界成分の空間分布を示
すグラフの図である。導波路の断面はｘ−ｙ面内に位置し、金属は−０．５≦ｘ
≦０．５μｍおよび−０．０５≦ｙ≦０．０５μｍの領域によって境界を定めら
れ、破線による矩形の輪郭として描かれる。電界分布はｍａｘ｜Ｒｅ｛Ｅy｝｜
＝１となるように正規化されている。 （ｂ）,（ｃ）,（ｄ）,（ｅ）,（ｆ）：別の電界成分の空間分布を示す、（
ａ）と同様のグラフの図である。
【図６】 （ａ）：厚さｔ＝１００ｎｍおよび幅ｗ＝１μｍの対称金属膜導
波路によって支持されるａａb 0モードに関連する１つの電界成分の空間分布を示
すグラフの図である。導波路の断面はｘ−ｙ面内に位置し、金属は−０．５≦ｘ
≦０．５μｍおよび−０．０５≦ｙ≦０．０５μｍの領域によって境界を定めら
れ、破線による矩形の輪郭として描かれる。電界分布はｍａｘ｜Ｒｅ｛Ｅy｝｜
＝１となるように正規化されている。 （ｂ）,（ｃ）,（ｄ）,（ｅ）,（ｆ）：別の電界成分の空間分布を示す、（
ａ）と同様のグラフの図である。
【図７】 （ａ）：幅ｗ＝１μｍであり厚さが図示する通りの対称金属膜導
波路のｓｓb 0モードに関連するＲｅ｛Ｓz｝の等高線図である。導波路コアの面
積Ａcを金属領域の面積として式（１２）により計算された、パワー閉じ込め係
数ｃｆも提示する。金属膜の外形は破線による矩形の輪郭として示される。 （ｂ）,（ｃ）,（ｄ）,（ｅ）,（ｆ）：厚さが異なる場合の（ａ）と同様の
等高線図である。
【図８】 幅ｗ＝１μｍ、厚さｔ＝２０ｎｍの対称金属膜導波路のｓｓb 0モ
ードに関連するＲｅ｛Ｓz｝の正規化プロフィルの図である。導波路の断面はｘ
−ｙ面内に位置し、金属膜は−０．５≦ｘ≦０．５μｍおよび−０．０１≦ｙ≦
０．０１μｍの領域によって境界を定められ、破線による矩形の輪郭として描か
れる。
【図９】 （ａ）：厚さｔ＝１００ｎｍおよび幅ｗ＝１μｍの対称金属膜導
波路によって支持される、１つの高次モードに関連するＥy電界成分の空間分布
を示すグラフの図である。導波路の断面はｘ−ｙ面内に位置し、金属膜は−０．
５≦ｘ≦０．５μｍおよび−０．０５≦ｙ≦０．０５μｍの領域によって境界を
定められ、破線による矩形の輪郭として描かれる。 （ｂ）,（ｃ）,（ｄ）：別の高次モードに関連する、（ａ）と同様のグラフ
の図である。
【図１０（ａ）】 幅ｗ＝０．５μｍの対称金属膜導波路によって支持され
る最初の６モードの厚さによる分散特性を正規化位相定数について示すグラフの
図である。比較のために、ｗ＝∞の場合に支持されるａbおよびｓbモードも示す
。
【図１０（ｂ）】分散特性を正規化減衰定数について示す、図１０（ａ）と
同様のグラフの図である。
【図１１（ａ）】 様々な幅の対称金属膜導波路によって支持されるｓｓb 0 モードの厚さによる分散特性を正規化位相定数について示すグラフの図である。
比較のために、ｗ＝∞の場合に支持されるｓｓb 0モードも示す。
【図１１（ｂ）】 分散特性を正規化減衰定数について示す、図１１（ａ）
と同様のグラフの図である。
【図１２】 （ａ）：厚さｔ＝２０ｎｍであり幅が図示する通りの対称金属
膜導波路のｓｓb 0モードに関連するＲｅ｛Ｓz｝の等高線図である。導波路コア
の面積Ａcを金属領域の面積として式（１２）により計算された、パワー閉じ込
め係数ｃｆも提示する。金属膜の外形が破線による矩形の輪郭として示される。 （ｂ）,（ｃ）,（ｄ）：幅が異なる場合の（ａ）と同様の等高線図である。
【図１３】 様々な背景誘電率εr,1について、幅ｗ＝０．５μｍの対称金
属膜導波路によって支持されるｓｓb 0モードの厚さによる分散特性を示すグラフ
の図である。正規化位相定数を左側の軸に示し、正規化減衰定数を右側の軸に示
す。
【図１４】 （ａ）：図示する背景誘電率εr,1の場合に幅ｗ＝０．５μｍ
および厚さｔ＝２０ｎｍの対称金属膜導波路のｓｓb 0モードに関連するＲｅ｛Ｓ z ｝の等高線図である。金属膜の外形が破線による矩形の輪郭として示される。 （ｂ）,（ｃ）,（ｄ）：異なる背景誘電率εr,1の場合の（ａ）と同様の等
高線図である。
【図１５（ａ）】 幅ｗ＝０．５μｍおよびｗ＝１μｍで様々な厚さｔの対
称金属膜導波路によって支持されるｓｓb 0モードの周波数による分散特性を正規
化位相定数について示すグラフの図である。比較のために、ｗ＝∞および考慮さ
れる厚さの場合に支持されるｓbモードも示す。
【図１５（ｂ）】 分散特性を、式（１６）を使用して計算し、ｄＢ／ｃｍ
にスケーリングしたモードパワー減衰について示す、図１５（ａ）と同様のグラ
フの図である。
【図１６】 （ａ）：図示する自由空間波長の励振λ0の場合の幅ｗ＝０．
５μｍおよびｗ＝１μｍ、厚さｔ＝２０ｎｍの対称金属膜導波路のｓｓb 0モード
に関連するＲｅ｛Ｓz｝の等高線図である。金属膜の外形は破線による矩形の輪
郭として示される。 （ｂ）,（ｃ）,（ｄ）,（ｅ）,（ｆ）：自由空間波長の励振λ0が異なる場
合の（ａ）と同様の等高線図である。
【図１７】 （ａ）：誘電率ε3の均一な半無限誘電体を含むカバーまたは
スーパストレートを備えた誘電率ε1の均一な半無限基板によって支持される厚
さｔ、幅ｗ、および誘電率ε2の損失金属膜を含むコアによって形成される、非
対称導波路構造の形の本発明の第２実施形態の断面図である。 （ｂ）：（ａ）の非対称導波路構造の平面図である。
【図１８（ａ）】 幅ｗ＝１μｍの非対称金属膜導波路によって支持される
最初の７モードの厚さによる分散特性を正規化位相定数について示すグラフの図
である。比較のために、ｗ＝∞の場合に支持されるａbおよびｓbモードも示す。
【図１８（ｂ）】 分散特性を正規化減衰定数について示す、図１８（ａ）
と同様のグラフの図である。
【図１９】 （ａ）：図示する膜厚の場合に幅ｗ＝１μｍの非対称金属膜導
波路によって支持されるｓｓb 0モードに関連するＥy電界成分の空間分布を示す
グラフの図である。導波路の断面はｘ−ｙ面内に位置し、金属領域は破線による
矩形の輪郭として描かれる。電界分布はｍａｘ｜(｛Ｅy｝｜＝１となるように正
規化されている。 （ｂ）,（ｃ）,（ｄ）：異なる膜厚の場合の空間分布を示す、（ａ）と同様
のグラフの図である。
【図２０】 （ａ）：膜厚ｔ＝１００ｎｍ、幅ｗ＝１μｍの非対称金属膜導
波路によって支持される、１つの高次モードに関連するＥy電界成分の空間分布
を示すグラフの図である。導波路の断面はｘ−ｙ面内に位置し、金属領域は破線
による矩形の輪郭として描かれる。電界分布はｍａｘ｜(｛Ｅy｝｜＝１となるよ
うに正規化されている。 （ｂ）：膜厚ｔ＝６０ｎｍであることを除いては、（ａ）と同一条件におけ
る同様のグラフの図である。 （ｃ）：別の高次モードに関連することを除いては、（ａ）と同一条件にお
ける同様のグラフの図である。 （ｄ）：膜厚＝６０ｎｍであり、別の高次元モードに関連することを除いて
は、（ａ）と同一条件の同様のグラフの図である。
【図２１（ａ）】 幅ｗ＝１μｍの非対称金属膜導波路によって支持される
最初の６モードの厚さによる分散特性を正規化位相定数について示すグラフの図
である。比較のために、ｗ＝∞の場合に支持されるａbおよびｓbモードも示す。
【図２１（ｂ）】 分散特性を正規化減衰定数について示す、図２１（ａ）
と同様のグラフの図である。
【図２２】 （ａ）：幅ｗ＝１μｍの非対称金属膜導波路によって支持され
るモードに関連するＥy電界成分の空間分布を示すグラフの図である。導波路の
断面はｘ−ｙ面内に位置し、金属領域は破線による矩形の輪郭として描かれる。
電界分布はｍａｘ｜Ｒ｛Ｅy｝｜＝１となるように正規化されている。 （ｂ）,（ｃ）,（ｄ）：別のモードに関連する、（ａ）と同様のグラフの図
である。
【図２３（ａ）】 幅ｗ＝０．５μｍの非対称金属膜導波路によって支持さ
れる最初の６モードの厚さによる分散特性を正規化位相定数について示すグラフ
の図である。比較のために、ｗ＝∞の場合に支持されるａbおよびｓbモードも示
す。
【図２３（ｂ）】 分散特性を正規化減衰定数について示す、図２３（ａ）
と同様のグラフの図である。
【図２４（ａ）】 様々なε3の場合について、幅ｗ＝０．５μｍの非対称
金属膜導波路によって支持されるｓｓb 0モードおよびｓａb 1モードの厚さによる
分散特性を正規化位相定数について示すグラフの図である。比較のために、ｗ＝
∞の場合に支持されるａbおよびｓbモードも示す。挿入図は０．０４≦ｔ≦０．
０８μｍおよび２．０≦β／β0≦２．３によって境界を定められる領域の拡大
図を示す。
【図２４（ｂ）】 分散特性を正規化減衰定数について示す、図２４（ａ）
と同様のグラフの図である。挿入図は０．０５≦ｔ≦０．０８μｍおよび７．０
×１０-3≦α／β0≦２．０×１０-2によって境界を定められる領域の拡大図を
示す。
【図２５】 （ａ）：幅ｗ＝０．５μｍ、厚さｔ＝６０ｎｍの非対称金属膜
導波路によって支持されるｓｓb 1モードに関連するＥy電界成分の空間分布を示
すグラフの図である。導波路の断面はｘ−ｙ面内に位置し、金属領域は破線によ
る矩形の輪郭として描かれる。電界分布はｍａｘ｜(｛Ｅy｝｜＝１となるように
正規化されている。 （ｂ）： 厚さ＝５９ｎｍの場合の、（ａ）と同様のグラフの図である。 （ｃ）： 厚さ＝５８ｎｍの場合の、（ａ）と同様のグラフの図である。 （ｄ）： 厚さ＝５７ｎｍの場合の、（ａ）と同様のグラフの図である。
【図２６】 （ａ）：幅ｗ＝０．５μｍであり異なるスーパストレートの誘
電率ε3を有する非対称金属膜導波路によって支持される長距離モードに関連す
る(｛Ｓz｝の等高線を示すグラフである。金属膜は破線による矩形の輪郭として
示される。 （ｂ）,（ｃ）,（ｄ）：誘電率ε3が異なる場合の、（ａ）と同様の図であ
る。
【図２７】 異なる幅をもたらすために対向側部に段を付けた導波路の平面
図である。
【図２８】 テーパ付きの傾斜した導波路の平面図である。
【図２９】 台形導波路の平面図である。
【図３０】 湾曲した側縁を有し、遷移片として使用するのに適している導
波路の平面図である。
【図３１】 隅角で導波路を相互接続するのに適している湾曲した導波路断
片の平面図である。
【図３２】 ３つの直線形導波路断片および１つのテーパ形導波路断片の組
合せによって形成される２方向スプリッタ／コンバイナの平面図である。
【図３３】 傾斜した断片を使用する傾斜接合の平面図である。
【図３４】 台形の断片および縦続曲げ形断片対によって形成されるパワー
分配器の平面図である。
【図３５】 導波路断片の組合せを使用して形成されるマッハ・ツェンダ干
渉計の平面図である。
【図３６】 （ａ）：図３５のマッハ・ツェンダ導波路構造を使用する変調
器の略平面図である。 （ｂ）,（ｃ）：変調制御電圧を印加する方法を示す挿入図である。
【図３７】 磁界の制御を示す、図３５のマッハ・ツェンダ導波路構造を使
用した変調器の平面図である。
【図３８】 異なる幅および長さを有する２つの導波路断片を各々含む一連
のユニットセルによって形成される規則的構造の平面図である。
【図３９】 ２つの対向する台形導波路断片を各々含む一連のユニットセル
によって形成される規則的導波路構造の平面図である。
【図４０】 （ａ）：信号を授受するために他の様々な導波路と共に２つの
平行なストリップ型の直線導波路によって形成されたエッジカプラの平面図であ
る。 （ｂ）：変調制御電圧の印加方法を示す挿入図である。
【図４１】 （ａ）：平行なストリップが同一平面上に無いエッジカプラの
斜視図である。 （ｂ）：変調制御電圧の印加方法を示す挿入図である。
【図４２】 導波路の４つの断片によって形成されるインターセクションの
平面図である。
【図４３】 （ａ）：図１７（ａ）の導波路構造を用いる電気光学変調器の
略正面図である。 （ｂ）：（ａ）の電気光学変調器の平面図である。
【図４４】 （ａ）：同じく図１７（ａ）の導波路構造を使用する代替的電
気光学変調器の略正面図である。 （ｂ）：（ａ）の変調器の平面図である。 （ｃ）：（ａ）の変調器の代替接続構成を示す略正面図である。
【図４５】 同じく図１７（ａ）の導波路構造を使用する電気光学変調器の
第３実施形態の略正面図である。
【図４６】 同じく図１７（ａ）の導波路を使用する磁気光学変調器の略正
面図である。
【図４７】 同じく図１７（ａ）の導波路を使用する熱光学変調器の略正面
図である。
【図４８】 同じく図１７（ａ）の導波路を使用する電気光学スイッチの略
斜視図である。
【図４９】 同じく図１７（ａ）の導波路を使用する磁気光学スイッチの略
斜視図である。
【図５０】 同じく図１７（ａ）の導波路を使用する熱光学スイッチの略斜
視図である。
【図５１】 様々な幅および厚さの金属膜導波路のモードパワー減衰を示す
グラフの図である。使用した金属はＡｕであり、背景誘電体はＳｉＯ2である。
解析の光学的自由空間波長はλ0＝１．５５μｍに設定されている。
【図５２】 様々な幅および厚さの金属膜導波路のモードパワー減衰を示す
グラフの図である。使用した金属はＡｌであり、背景誘電体はＳｉＯ2である。
解析の光学的自由空間波長はλ0＝１．５５μｍに設定されている。
【手続補正書】特許協力条約第３４条補正の翻訳文提出書 【提出日】平成１４年２月１２日（２００２．２．１２） 【手続補正１】 【補正対象書類名】明細書 【補正対象項目名】特許請求の範囲 【補正方法】変更 【補正の内容】 【特許請求の範囲】 【請求項１】 相対的に低い自由電荷キャリヤ密度を有する材料によって包
囲された相対的に高い電荷キャリヤ密度を有する材料の薄いストリップ（１００
）によって形成される導波路構造を含む光学デバイスであって、前記ストリップ
が、赤外範囲の波長を有する光学放射を前記ストリップと結合させ、かつ前記ス
トリップの長さに沿ってプラズモン−ポラリトン波として伝搬させる寸法を持つ
有限幅（Ｗ）および厚さ（ｔ）を有することを特徴とする光学デバイス。 【請求項２】 相対的に低い自由電荷キャリヤ密度を有する材料によって包 囲された相対的に高い電荷キャリヤ密度を有する材料の薄いストリップ（１００ ）によって形成される導波路構造を含む光学デバイスであって、前記ストリップ が、予め定められた範囲の波長を有する光学放射を前記ストリップと結合させ、 かつ前記ストリップの長さに沿ってプラズモン−ポラリトン波として伝搬させる 寸法を持つ有限幅（Ｗ）および厚さ（ｔ）を有し、前記ストリップ（１００；１ ０４；１０６；１０８；１３０）が湾曲、屈曲、またはテーパ形であることを特 徴とする光学デバイス。 【請求項３】 相対的に低い自由電荷キャリヤ密度を有する材料によって包 囲された相対的に高い電荷キャリヤ密度を有する材料の薄いストリップ（１００ ）によって形成される導波路構造を含む光学デバイスであって、前記ストリップ が、予め定められた範囲の波長を有する光学放射を前記ストリップと結合させ、 かつ前記ストリップの長さに沿ってプラズモン−ポラリトン波として伝搬させる 寸法を持つ有限幅（Ｗ）および厚さ（ｔ）を有し、 第２の前記ストリップ（１０
８）を含む少なくとも１つの追加的な前記導波路構造を含み、前記第２ストリッ
プ（１０８）が湾曲し、第１の前記ストリップ（１００）が第２ストリップ（１
０８）の湾曲軸に対して外方に（Ｏ１、Ｏ２）偏位することを特徴とする光学デ
バイス。 【請求項４】 前記第１（１００）および第２（１０８）ストリップが分離
し、前記第１ストリップの一端が前記第１ストリップの前記端に対して外方に（
Ｏ１、Ｏ２）偏位した第２ストリップの端に隣接した状態で並置されることを特
徴とする、請求項３に記載の光学デバイス。 【請求項５】 前記第１（１００）および第２（１０８）ストリップが相互
に一体であることを特徴とする、請求項３に記載の光学デバイス。 【請求項６】 相対的に低い自由電荷キャリヤ密度を有する材料によって包 囲された相対的に高い電荷キャリヤ密度を有する材料の薄いストリップ（１００ ）によって形成される導波路構造を含む光学デバイスであって、前記ストリップ が、予め定められた範囲の波長を有する光学放射を前記ストリップと結合させ、 かつ前記ストリップの長さに沿ってプラズモン−ポラリトン波として伝搬させる 寸法を持つ有限幅（Ｗ）および厚さ（ｔ）を有し、 前記第１の導波路構造に類似
した構成の複数の分岐導波路構造を含み、前記複数の分岐導波路構造が、第１の
前記ストリップ（１００；１０６）の端部分に結合された端をそれぞれ有しそれ
によりコンバイナ／スプリッタ（１１０）を形成する複数の分岐ストリップ（１
０４）を含み、前記第１ストリップから前記一端部分を介して出ていく前記光学
放射が前記複数の分岐ストリップ間で分割され、かつ、逆に、前記複数の分岐ス
トリップによって前記一端部分に結合される光学放射が結合されて反対側の端に
よって前記第１ストリップから出ていくように構成されることを特徴とする光学 デバイス。 【請求項７】 前記分岐ストリップ（１０４）が前記第１ストリップ（１０
０；１０６）と一体であることを特徴とする、請求項６に記載の光学デバイス。 【請求項８】 前記分岐ストリップ（１０４）が前記第１ストリップ（１０
０；１０６）とは区別できることを特徴とする、請求項６に記載の光学デバイス
。 【請求項９】 相対的に低い自由電荷キャリヤ密度を有する材料によって包 囲された相対的に高い電荷キャリヤ密度を有する材料の薄いストリップ（１００ ）によって形成される導波路構造を含む光学デバイスであって、前記ストリップ が、予め定められた範囲の波長を有する光学放射を前記ストリップと結合させ、 かつ前記ストリップの長さに沿ってプラズモン−ポラリトン波として伝搬させる 寸法を持つ有限幅（Ｗ）および厚さ（ｔ）を有し、 各々が構成的に前記第１の導
波路構造に類似しかつスプリッタ（１１０；１１６）を形成する対応する複数分
岐ストリップを有する第１の複数の分岐導波路構造と、前記第１の導波路構造に
類似しかつ構成的に前記第１導波路構造に類似した第２の複数の分岐導波路構造
を含みかつ対応する第２の複数の分岐ストリップを含む第２の複数の導波路構造
と、構成的に前記第１導波路構造に類似しかつ前記第２複数の分岐ストリップの
それぞれの端に結合されてコンバイナ（１１０：１１６）を形成する出力ストリ
ップを有する出力導波路構造とを備え、前記スプリッタおよびコンバイナが一つ
に接続されてマッハ・ツェンダ干渉計（１１８；１２０）を形成するそれらのそ
れぞれの分岐ストリップを有し、前記入力ストリップを介して入力される光学放
射が前記第１複数の分岐ストリップ区分材の各々に沿って伝搬するプラズモン−
ポラリトン波部分を生成し、前記プラズモン−ポラリトン波が前記第２複数の分
岐ストリップと結合されかつ再結合されて前記出力ストリップに沿って伝搬する
ように構成されることを特徴とする光学デバイス。 【請求項１０】 前記プラズモン−ポラリトン波の少なくとも１つの伝搬特
性をそれが前記分岐ストリップに沿って伝搬するときに調整するための手段（１
２２、１２４、１２６）をさらなる特徴とする、請求項９に記載の光学デバイス
。 【請求項１１】 前記調整手段（１２２、１２４、１２６）が、再結合後に
破壊干渉が得られるように前記伝搬特性を変調し、それにより前記光学放射の強
度を変調するように構成されることを特徴とする、請求項１０に記載の光学デバ
イス。 【請求項１２】 前記調整手段が、前記分岐ストリップの１つに隣接する少
なくとも１つの電極（１２２、１２４）と、前記電極と前記分岐ストリップとの
間に電位差を提供するための電圧源（１２６）とを含むことを特徴とする、請求
項１１に記載の光学デバイス。 【請求項１３】 前記ストリップの周囲の材料が電気光学材料であり、前記
調整手段が前記ストリップの両側に１つずつ１対の電極（１２２、１２４）と、
前記電極に接続されてそれらの間に電位差を提供するための電圧源（１２６）と
を含むことを特徴とする、請求項１１に記載の光学デバイス。 【請求項１４】 前記調整手段が前記ストリップに磁界を誘導するように構
成されることを特徴とする、請求項１１に記載の光学デバイス。 【請求項１５】 前記調整手段が金属メッキされたビアホールおよび表面導
体によって形成されるコイルを含むことを特徴とする、請求項１４に記載の光学 デバイス。 【請求項１６】 前記調整手段が前記ストリップの両側に磁極を有するソレ
ノイドを含むことを特徴とする、請求項１４に記載の光学デバイス。 【請求項１７】 相対的に低い自由電荷キャリヤ密度を有する材料によって 包囲された相対的に高い電荷キャリヤ密度を有する材料の薄いストリップ（１０ ０）によって各々形成される複数の導波路構造であって、前記ストリップが、予 め定められた範囲の波長を有する光学放射を前記ストリップと結合させ、かつ前 記ストリップの長さに沿ってプラズモン−ポラリトン波として伝搬させる寸法を 持つ有限幅（Ｗ）および厚さ（ｔ）を有し、前記複数の導波路構造が、 各々第１
の前記ストリップ（１００）および第２の前記ストリップ（１００´）を含む複
数のユニットセル（１３４）を含む周期的構造を形成するように構成され、前記
第１および第２ストリップが形状およびサイズの１つまたはそれ以上が似ていな
い前記複数の導波路構造を特徴とする光学デバイス。 【請求項１８】 前記ストリップ（１００、１００´）が相互に一体である
ことを特徴とする、請求項１７に記載の光学デバイス。 【請求項１９】 前記ストリップ（１００、１００´）が予め定められた距
離だけ相互に離れていることを特徴とする、請求項１７に記載の光学デバイス。 【請求項２０】 前記デバイスの光伝達関数を変形するための調整手段をさ
らなる特徴とする、請求項１７、１８または１９に記載の光学デバイス。 【請求項２１】 前記調整手段が各ユニットセルの前記第１および第２スト
リップ間に電位差を提供するための電圧源を含むことを特徴とする、請求項１７ または１９に従属する請求項２０ に記載の光学デバイス。 【請求項２２】 前記ストリップ間の材料が電気光学材料であり、前記電圧
源がそれらに電位勾配を提供することを特徴とする、請求項２１に記載の光学デ
バイス。 【請求項２３】 前記調整手段が、前記周期的構造付近に配置されかつ電圧
源の１つの端子に接続された少なくとも１つの電極を含み、前記電圧源の第２端
子が各ユニットセルの前記第１および第２ストリップの少なくとも１つに接続さ
れ、前記ストリップと前記少なくとも１つの電極との間の材料は電気光学材料で ある ことを特徴とする、請求項１７、１８、１９または２０に記載の光学デバイ
ス。 【請求項２４】 相対的に低い自由電荷キャリヤ密度を有する材料によって 包囲された相対的に高い電荷キャリヤ密度を有する材料の薄いストリップ（１０ ０）によって各々形成される複数の導波路構造であって、前記ストリップが、予 め定められた範囲の波長を有する光学放射を前記ストリップと結合させ、かつ前 記ストリップの長さに沿ってプラズモン−ポラリトン波として伝搬させる寸法を 持つ有限幅（Ｗ）および厚さ（ｔ）を有し、 前記ストリップのうちの２つ（１０
０''）をそれらの隣接縁が非常に近接する状態で配置して、前記ストリップの一
方に沿って伝搬する前記プラズモン−ポラリトン波の少なくとも一部が前記スト
リップの他方に結合するようにそのストリップを構成させた前記複数の前記導波
路構造を特徴とする、エッジカプラとして使用するのに適した光学デバイス。 【請求項２５】 前記結合ストリップに沿って伝搬する前記プラズモン−ポ
ラリトン波の伝搬特性を調整して、前記ストリップ間の結合の程度を制御するた
めの手段（１２６）を特徴とする、請求項２４に記載の光学デバイス。 【請求項２６】 前記結合ストリップ間の材料が電気光学材料であり、前記
ストリップの電荷およびそれらの間の材料の屈折率を調整するために手段（１２
６）をさらに含むことを特徴とする、請求項２４または２５に記載の光学デバイ ス。 【請求項２７】 相対的に低い自由電荷キャリヤ密度を有する材料によって 包囲された相対的に高い電荷キャリヤ密度を有する材料の薄いストリップ（１０ ０）によって各々形成される複数の導波路構造であって、前記ストリップが、予 め定められた範囲の波長を有する光学放射を前記ストリップと結合させ、かつ前 記ストリップの長さに沿ってプラズモン−ポラリトン波として伝搬させる寸法を 持つ有限幅（Ｗ）および厚さ（ｔ）を有し、前記ストリップのうちの２つを非常 に近接して配置して、前記ストリップの一方に沿って伝搬する前記プラズモン− ポラリトン波の少なくとも一部が前記ストリップの他方に結合するようにそのス トリップを構成させ、 前記第１および第２ストリップが同一平面にない前記複数 の前記導波路構造を特徴とする、カプラとして使用するのに適した光学デバイス 。 【請求項２８】 前記結合されたストリップ間の材料が電気光学材料であり
、前記ストリップの電荷およびそれらの間の材料の屈折率を調整するための手段
をさらに含むことを特徴とする、請求項２７に記載の光学デバイス。 【請求項２９】 インターセクション（１４２）を形成するように構成され
た少なくとも３つの導波路構造（１０４）であって、各導波路構造が相対的に低 い自由電荷キャリヤ密度を有する材料によって包囲された相対的に高い電荷キャ リヤ密度を有する材料の薄いストリップ（１００）によって形成され、前記スト リップが、予め定められた範囲の波長を有する光学放射を前記ストリップと結合 させ、かつ前記ストリップの長さに沿ってプラズモン−ポラリトン波として伝搬 させる寸法を持つ有限幅（Ｗ）および厚さ（ｔ）を有し、前記３つの導波路構造 のそれぞれのストリップ が各々他のストリップに接続して前記インターセクショ
ンを形成する一端を有し、前記３つのストリップの遠端がポートを構成して、前
記ストリップのうちの１つの遠端を介して入力された光学放射が前記インターセ
クションを経て伝達されて他のストリップのうちの少なくとも１つから出てくる
ようにした、前記３つの導波路構造（１０４）を特徴とする光学デバイス。 【請求項３０】 前記包囲材料が不均一であることを特徴とする、請求項１ ないし２９のいずれか１項 に記載の光学デバイス。 【請求項３１】 前記包囲材料がスラブ、ストリップ、ラミネート、または
連続的に可変の材料複合体の組合せを含む特徴とする、請求項３０に記載の光学 デバイス。 【請求項３２】 前記ストリップが不均一であることを特徴とする、請求項 １ないし３１のいずれか１項 に記載の光学デバイス。 【請求項３３】 相対的に低い自由電荷キャリヤ密度を有する材料によって
包囲された相対的に高い電荷キャリヤ密度を有する材料の薄いストリップによっ
て形成される導波路構造を含む光学デバイスであって、前記ストリップが、予め
定められた範囲の波長を有する光学放射を前記ストリップと結合させ、かつ前記
ストリップの長さに沿ってプラズモン−ポラリトン波として伝搬させる寸法を持
つ有限幅（Ｗ）および厚さ（ｔ）を有し、前記材料が２つの異なる部分を含み、
前記ストリップがそれらの間に伸長し、前記２つの異なる部分の少なくとも一方
が少なくとも１つの可変電磁特性を有し、かつ前記デバイスが、前記導波路構造
の伝搬特性およびプラズモン−ポラリトン波の伝搬を変化させるために、前記部
分の前記一方の前記電磁特性の値を前記部分の他方のそれに対して変化させる手
段をさらに含むことを特徴とする光学デバイス。 【請求項３４】 前記部分の前記一方の前記電磁特性の１つの前記値に対し
て前記プラズモン−ポラリトン波の電波が支持され、前記部分の前記一方の前記
電磁特性の別の値に対して前記プラズモン−ポラリトン波が少なくとも抑制され
ることを特徴とする、請求項３３に記載の光学デバイス。 【請求項３５】 前記電磁特性を変化させる前記手段が前記部分の少なくと
も一方のサイズを変化させることを特徴とする、請求項３３または３４に記載の 光学 デバイス。 【請求項３６】 前記部分の一方が流体であることを特徴とする、請求項３ ３、３４または３５ に記載の光学デバイス。 【請求項３７】 前記電磁特性が誘電率であり、前記変化手段（１１６；１
１６Ａ；１１６Ｂ；１１６Ｃ；１１６Ｅ）が前記部分の材料の電界、前記部分の
材料の機械的応力、および前記部分の材料の温度のうちの１つまたはそれ以上の
変化を誘導することによって誘電率を変化させることを特徴とする、請求項３３ または３４ に記載の光学デバイス。 【請求項３８】 前記電磁特性が透磁率であり、前記変化手段が前記部分の
材料の磁界、前記部分の材料の機械的応力、および前記部分の材料の温度のうち
の１つまたはそれ以上の変化を誘導することによって透磁率を変化させることを
特徴とする、請求項３３または３４に記載の光学デバイス。 【請求項３９】 前記材料が電気光学材料であり、前記変化手段が、前記部
分の前記一方の上に重なる電極（１１２）と、前記電極と前記ストリップとの間
に電位差を印加するための手段とを含むことを特徴とする、請求項３３または３ ４ に記載の光学デバイス。 【請求項４０】 前記材料が電気光学材料であり、前記変化手段が前記スト
リップの両側に１つずつ配置された第１および第２電極と、前記ストリップと前
記第１および第２電極のうちの少なくとも一方との間に電位差を印加するための
手段とを含み、前記部分の前記一方が前記第１電極と前記ストリップとの間にあ
り、前記部分の前記他方が前記第２電極と前記ストリップとの間にあることを特
徴とする、請求項３３または３４に記載の光学デバイス。 【請求項４１】 前記印加手段が、前記ストリップと前記第１電極との間に
第１電位差を印加するための第１電圧源と、前記ストリップと前記第２電極との
間に第２電位差を印加するための第２電圧源とを含むことを特徴とする、請求項 ４０ に記載の光学デバイス。 【請求項４２】 前記印加手段が、電源の１つの端子を前記ストリップに結
合するための手段と、第１および第２電極に共通の前記電圧源の第２端子とを含
むことを特徴とする、請求項４０に記載の光学デバイス。 【請求項４３】 前記材料が電気光学材料であり、前記部分の前記一方を前
記ストリップの一表面に隣接させて前記ストリップを埋め込み、前記変化手段が
前記ストリップの側方に前記部分の前記一方の両側に配置された第１および第２
電極と、前記電極間に電位差を印加する手段とを含み、前記部分の前記他方が前
記ストリップの反対側の表面に隣接することを特徴とする、請求項３３または３ ４ に記載の光学デバイス。 【請求項４４】 前記材料が電気光学材料であり、前記変化手段が前記スト
リップおよび隣接電極のうちの少なくとも一方に電流を確立するための手段を含
み、前記部分の前記一方が前記電極と前記ストリップとの間にあることを特徴と
する、請求項３３または３４に記載の光学デバイス。 【請求項４５】 前記材料が熱光学材料であり、前記部分の前記一方を間に
置いて少なくとも１つの電極を前記ストリップに隣接して設け、前記変化手段が
前記ストリップと前記電極との間に温度差を確立するための手段を含むことを特
徴とする、請求項３３または３４に記載の光学デバイス。 【請求項４６】 構成的に前記第１構造に類似した複数の導波路構造であっ
て、各々が複数の前記ストリップのうちの１つを含み、前記複数のストリップが
それぞれの近端を前記第１ストリップの一端に並置してコンバイナ／スプリッタ
を形成し、前記一端を介して前記第１ストリップから出る前記光学放射は前記複
数のスプリッタの間で分割され、かつ逆に前記複数のストリップによって前記一
端に結合された前記光学放射は結合されて前記反対側の端によって前記第１スト
リップから出ていくように構成され、前記変化手段が前記複数のストリップの少
なくとも１つに結合されることを特徴とする、請求項３３または３４に記載の光 学 デバイス。 【請求項４７】 前記材料が電気光学材料であり、前記導波路構造が、その
一端で前記光学放射を受け取りかつその反対側の端でスプリッタへ端面結合され
る入力ストリップと、前記放射の一部分を受け取るためにスプリッタに端面結合
される近端を各々有する第１および第２分岐ストリップと、前記部分の前記一方
を間に置いて前記分岐ストリップのうちのそれぞれ一方に隣接する電極を含む変
化手段と、前記電極と前記分岐ストリップの前記１つとの間に電位差を印加する
ための手段とを含むことを特徴とする、請求項４６に記載の光学デバイス。 【請求項４８】 前記変化手段が、前記部分のうちの第２の部分を間に置い
て他方の分岐ストリップに隣接した第２電極と、前記第２電極と前記第２分岐ス
トリップとの間に第２電位差を印加するための手段とをさらに含むことを特徴と
する、請求項４７に記載の光学デバイス。 【請求項４９】 前記材料が電気光学材料であり、前記導波路構造が、その
一端で前記光学放射を受け取りかつその反対側の端でスプリッタへ端面結合され
る入力ストリップと、前記放射の一部分を受け取るためにスプリッタに端面結合
される近端を各々有する第１および第２分岐ストリップと、前記部分の前記一方
を間に置いて前記分岐ストリップのうちのそれぞれ一方に隣接する電極を含む変
化手段と、前記電極および前記分岐ストリップの前記一方に電流を確立するため
の手段とを含むことを特徴とする、請求項４６に記載の光学デバイス。 【請求項５０】 前記変化手段が、前記部分のうちの第２の部分を間に置い
て他方の分岐ストリップに隣接した第２電極と、前記第２電極および前記第２分
岐ストリップに第２電流を確立するための手段とをさらに含むことを特徴とする
、請求項４９に記載の光学デバイス。 【請求項５１】 前記材料が電気光学材料であり、前記導波路構造が、その
一端で前記光学放射を受け取りかつその反対側の端でスプリッタへ端面結合され
る入力ストリップと、前記放射の一部分を受け取るためにスプリッタに端面結合
される近端を各々有する第１および第２分岐ストリップと、前記部分の前記一方
を間に置いて前記分岐ストリップのうちのそれぞれ一方に隣接する電極を含む変
化手段と、前記電極と前記分岐ストリップの前記一方との間に温度差を確立する
ための手段とを含むことを特徴とする、請求項４６に記載のデバイス。 【請求項５２】 前記変化手段が、前記部分のうちの第２の部分を間に置い
て他方の分岐ストリップに隣接した第２電極と、前記第２電極と前記第２分岐ス
トリップとの間に第２温度差を確立するための手段とをさらに含むことを特徴と
する、請求項５１に記載の光学デバイス。 【請求項５３】 前記変化手段が金属メッキしたビアホールおよび表面導体
によって形成されるコイルを含むことを特徴とする、請求項３８に記載のデバイ
ス。 【請求項５４】 前記変化手段が前記ストリップの両側に磁極を有するソレ
ノイドを含むことを特徴とする、請求項３８に記載の光学デバイス。 【請求項５５】 前記ストリップが直線、湾曲、屈曲、またはテーパ形であ
ることを特徴とする、請求項３３ないし４５、５３、および５４のいずれか一項
に記載の光学デバイス。 【請求項５６】 相互に隣接して配置された前記周期的構造の配列を含み、
かつ光スペクトルの所望の位置にストップバンドを形成するような大きさおよび
形状のストリップを有することを特徴とする、請求項１７に記載の光学デバイス
。 【請求項５７】 前記配列が二次元であることを特徴とする、請求項５６に
記載の光学デバイス。 【請求項５８】 前記配列が三次元であることを特徴とする、請求項５６に
記載の光学デバイス。 【請求項５９】 前記ストリップが電子ガス支持領域を含むことを特徴とす
る、請求項１ないし５８のいずれか１項に記載の光学デバイス。 【請求項６０】 周期的構造を形成するように配列された対応する複数の前
記ストリップを含む複数の前記導波路構造を特徴とする、請求項１に記載の光学 デバイス。 【請求項６１】 前記包囲材料の前記自由電荷キャリヤ密度が実質的に無視
できるほど小さいことを特徴とする、請求項１ないし６０のいずれか一項に記載
の光学デバイス。 【請求項６２】 前記ストリップが金、銀、銅、アルミニウム、および高不
純物濃度ｎ形またはｐ形のＧａＡｓ、ＩｎＰ、またはＳｉを含むグループから選
択されることを特徴とする、請求項１ないし６１のいずれか１項に記載の光学デ
バイス。 【請求項６３】 前記材料がガラス、石英、ポリマー、およびアンドープま
たは非常に低い不純物濃度のＧａＡｓ、ＩｎＰ、またはＳｉを含むグループから
選択されることを特徴とする、請求項１ないし６２のいずれか１項に記載の光学 デバイス。 【請求項６４】 前記ストリップの金属が金であり、かつ前記材料が二酸化
シリコンであることを特徴とする、請求項１ないし６１のいずれか１項に記載の 光学 デバイス。 【請求項６５】 前記ストリップの厚さが１０ｎｍないし１００ｎｍの範囲 内であり、かつその幅が０．５ミクロンないし１２ミクロンの範囲内であり、約 ７００ｎｍないし約２０００ｎｍの範囲内の波長を有する光学放射が前記ストリ ップに結合して前記ストリップの長さに沿ってプラズモン−ポラリトン波として 伝搬することを特徴とする、請求項１ないし６４のいずれか１項に記載の光学デ バイス。 【請求項６６】 前記ストリップ（１００）が金属を含み、かつ約０．１ミ
クロン未満の厚さおよび数ミクロンの幅を有し、約１５５０ｎｍの波長を有する 光学放射が前記ストリップに結合して前記ストリップの長さに沿ってプラズモン −ポラリトン波として伝搬することを特徴とする、請求項１ないし６４のいずれ か１項に 記載の光学デバイス。 【請求項６７】 前記ストリップ（１００）は約２０ｎｍの厚さおよび約４
ミクロンの幅を有することを特徴とする、請求項６５または６６に記載の光学デ
バイス。 【請求項６８】 前記ストリップが不均一であることを特徴とする、請求項 ３３ないし６７のいずれか１項に記載の光学デバイス。 【請求項６９】 前記ストリップがサンドイッチ状の異なる金属を含むこと を特徴とする、請求項１ないし６８のいずれか１項に記載の光学デバイス。 【請求項７０】 前記ストリップがチタンの層の間に挟まれた金の層を含む ことを特徴とする、請求項６９に記載の光学デバイス。 【請求項７１】 相対的に低い自由電荷キャリヤ密度を有する材料によって 包囲された相対的に高い電荷キャリヤ密度を有する材料の薄いストリップ（１０ ０）によって形成される導波路構造を含む光学デバイスであって、前記ストリッ プが、予め定められた範囲の波長を有する光学放射を前記ストリップと結合させ 、かつ前記ストリップの長さに沿ってプラズモン−ポラリトン波として伝搬させ る寸法を持つ有限幅（Ｗ）および厚さ（ｔ）を有し、前記包囲材料が不均一であ ることを特徴とする光学デバイス。 【請求項７２】 相対的に低い自由電荷キャリヤ密度を有する材料によって
包囲された相対的に高い電荷キャリヤ密度を有する材料の薄いストリップ（１０
０）によって形成される導波路構造を含む光学デバイスであって、前記ストリッ
プが、予め定められた範囲の波長を有する光学放射を前記ストリップと結合させ
、かつ前記ストリップの長さに沿ってプラズモン−ポラリトン波として伝搬させ
る寸法を持つ有限幅（Ｗ）および厚さ（ｔ）を有し、前記ストリップが不均一で
あることを特徴とする光学デバイス。 【手続補正２】 【補正対象書類名】明細書 【補正対象項目名】０１９６ 【補正方法】変更 【補正の内容】 【０１９６】 本発明の実施形態を詳細に説明し、図示したが、それらは単に図解および例示
のつもりであり、限定とはみなされないものとし、本発明の範囲は請求の範囲に
よってのみ限定される。
───────────────────────────────────────────────────── フロントページの続き (51)Int.Cl.7 識別記号 ＦＩ テーマコート゛(参考） Ｇ０２Ｆ 1/313 Ｇ０２Ｂ 6/12 Ｄ Ｎ Ｈ (31)優先権主張番号 ２，３１９，９４９ (32)優先日 平成12年９月20日(2000．9．20) (33)優先権主張国 カナダ（ＣＡ） (81)指定国 ＥＰ(ＡＴ，ＢＥ，ＣＨ，ＣＹ， ＤＥ，ＤＫ，ＥＳ，ＦＩ，ＦＲ，ＧＢ，ＧＲ，ＩＥ，Ｉ Ｔ，ＬＵ，ＭＣ，ＮＬ，ＰＴ，ＳＥ，ＴＲ)，ＯＡ(ＢＦ ，ＢＪ，ＣＦ，ＣＧ，ＣＩ，ＣＭ，ＧＡ，ＧＮ，ＧＷ， ＭＬ，ＭＲ，ＮＥ，ＳＮ，ＴＤ，ＴＧ)，ＡＰ(ＧＨ，Ｇ Ｍ，ＫＥ，ＬＳ，ＭＷ，ＭＺ，ＳＤ，ＳＬ，ＳＺ，ＴＺ ，ＵＧ，ＺＷ)，ＥＡ(ＡＭ，ＡＺ，ＢＹ，ＫＧ，ＫＺ， ＭＤ，ＲＵ，ＴＪ，ＴＭ)，ＡＥ，ＡＧ，ＡＬ，ＡＭ， ＡＴ，ＡＵ，ＡＺ，ＢＡ，ＢＢ，ＢＧ，ＢＲ，ＢＹ，Ｂ Ｚ，ＣＡ，ＣＨ，ＣＮ，ＣＲ，ＣＵ，ＣＺ，ＤＥ，ＤＫ ，ＤＭ，ＤＺ，ＥＥ，ＥＳ，ＦＩ，ＧＢ，ＧＤ，ＧＥ， ＧＨ，ＧＭ，ＨＲ，ＨＵ，ＩＤ，ＩＬ，ＩＮ，ＩＳ，Ｊ Ｐ，ＫＥ，ＫＧ，ＫＰ，ＫＲ，ＫＺ，ＬＣ，ＬＫ，ＬＲ ，ＬＳ，ＬＴ，ＬＵ，ＬＶ，ＭＡ，ＭＤ，ＭＧ，ＭＫ， ＭＮ，ＭＷ，ＭＸ，ＭＺ，ＮＯ，ＮＺ，ＰＬ，ＰＴ，Ｒ Ｏ，ＲＵ，ＳＤ，ＳＥ，ＳＧ，ＳＩ，ＳＫ，ＳＬ，ＴＪ ，ＴＭ，ＴＲ，ＴＴ，ＴＺ，ＵＡ，ＵＧ，ＵＺ，ＶＮ， ＹＵ，ＺＡ，ＺＷ Ｆターム(参考） 2H047 KA03 KA12 KA13 KB01 LA11 NA01 NA02 NA04 NA06 QA01 QA02 RA08 TA11 TA13 2H079 AA02 AA03 AA06 AA12 BA01 DA03 DA07 EA05 EB04 EB18 EB27 2K002 AB04 BA06 BA11 BA13 CA03 CA05 DA07 EA05 EA06 EB05 HA02 HA09 HA11

Claims (71)

    【特許請求の範囲】
  1. 【請求項１】 相対的に低い自由電荷キャリヤ密度を有する材料によって包
    囲された相対的に高い電荷キャリヤ密度を有する材料の薄いストリップ（１００
    ）によって形成される導波路構造によって特徴付けられる光学デバイスであって
    、前記ストリップが、所定範囲の波長を有する光学放射を前記ストリップと結合
    させ、かつ前記ストリップの長さに沿ってプラズモン−ポラリトン波として伝搬
    させる寸法を持つ有限幅（Ｗ）および厚さ（ｔ）を有することを特徴とする光学
    デバイス。
  2. 【請求項２】 前記包囲材料の前記自由電荷キャリヤ密度が実質的に無視で
    きるほど小さいことを特徴とする、請求項１に記載の光学デバイス。
  3. 【請求項３】 約１５５０ｎｍの自由空間波長を有する光放射に対して、前
    記ストリップ（１００）は金属を含み、かつ約０．１ミクロン未満の厚さおよび
    数ミクロンの幅を有することを特徴とする請求項１に記載のデバイス。
  4. 【請求項４】 前記ストリップ（１００）は約２０ｎｍの厚さおよび約４ミ
    クロンの幅を有することを特徴とする、請求項３に記載のデバイス。
  5. 【請求項５】 前記ストリップ（１００；１０４；１０６；１０８；１３０
    ）は直線、湾曲、屈曲、またはテーパ形であることを特徴とする請求項１に記載
    のデバイス。
  6. 【請求項６】 第２の前記ストリップ（１０８）を含む少なくとも１つの追
    加的な前記導波路構造を含み、前記第２ストリップ（１０８）が湾曲し、第１の
    前記ストリップ（１００）が第２ストリップ（１０８）の湾曲軸に対して外方に
    （Ｏ1、Ｏ2）偏位することを特徴とする請求項１に記載のデバイス。
  7. 【請求項７】 前記第１（１００）および第２（１０８）ストリップが分離
    し、前記第１ストリップの一端が前記第１ストリップの前記端に対して外方に（
    Ｏ1、Ｏ2）偏位した第２ストリップの端に隣接した状態で並置されることを特徴
    とする、請求項６に記載のデバイス。
  8. 【請求項８】 前記第１（１００）および第２（１０８）ストリップが相互
    に一体であることを特徴とする、請求項６に記載のデバイス。
  9. 【請求項９】 前記第１の導波路構造に類似した構成の複数の分岐導波路構
    造を含み、前記複数の分岐導波路構造が、第１の前記ストリップ（１００；１０
    ６）の端部分に結合された端をそれぞれ有しそれによりコンバイナ／スプリッタ
    （１１０）を形成する複数の分岐ストリップ（１０４）を含み、前記第１ストリ
    ップから前記一端部分を介して出ていく前記光学放射が前記複数の分岐ストリッ
    プ間で分割され、かつ、逆に、前記複数の分岐ストリップによって前記一端部分
    に結合される光学放射が結合されて反対側の端によって前記第１ストリップから
    出ていくように構成されることを特徴とするデバイス。
  10. 【請求項１０】 前記分岐ストリップ（１０４）が前記第１ストリップ（１
    ００；１０６）と一体であることを特徴とする、請求項９に記載のデバイス。
  11. 【請求項１１】 前記分岐ストリップ（１０４）が前記第１ストリップ（１
    ００；１０６）とは区別できることを特徴とする、請求項９に記載のデバイス。
  12. 【請求項１２】 各々が構成的に前記第１の導波路構造に類似しかつスプリ
    ッタ（１１０；１１６）を形成する対応する複数分岐ストリップを有する第１の
    複数の分岐導波路構造と、前記第１の導波路構造に類似しかつ構成的に前記第１
    導波路構造に類似した第２の複数の分岐導波路構造を含みかつ対応する第２の複
    数の分岐ストリップを含む第２の複数の導波路構造と、構成的に前記第１導波路
    構造に類似しかつ前記第２複数の分岐ストリップのそれぞれの端に結合されてコ
    ンバイナ（１１０：１１６）を形成する出力ストリップを有する出力導波路構造
    とを備え、前記スプリッタおよびコンバイナが一つに接続されてマッハ・ツェン
    ダ干渉計（１１８；１２０）を形成するそれらのそれぞれの分岐ストリップを有
    し、前記入力ストリップを介して入力される光学放射が前記第１複数の分岐スト
    リップ区分材の各々に沿って伝搬するプラズモン−ポラリトン波部分を生成し、
    前記プラズモン−ポラリトン波が前記第２複数の分岐ストリップと結合されかつ
    再結合されて前記出力ストリップに沿って伝搬するように構成されることを特徴
    とする請求項１に記載の光学デバイス。
  13. 【請求項１３】 前記プラズモン−ポラリトン波の少なくとも１つの伝搬特
    性をそれが前記分岐ストリップに沿って伝搬するときに調整するための手段（１
    ２２、１２４、１２６）をさらなる特徴とする、請求項１２に記載のデバイス。
  14. 【請求項１４】 前記調整手段（１２２、１２４、１２６）が、再結合後に
    破壊干渉が得られるように前記伝搬特性を変調し、それにより前記光学放射の強
    度を変調するように構成されることを特徴とする、請求項１３に記載のデバイス
    。
  15. 【請求項１５】 前記調整手段が、前記分岐ストリップの１つに隣接する少
    なくとも１つの電極（１２２、１２４）と、前記電極と前記分岐ストリップとの
    間に電位差を提供するための電圧源（１２６）とを含むことを特徴とする、請求
    項１４に記載のデバイス。
  16. 【請求項１６】 前記ストリップの周囲の材料が電気光学材料であり、前記
    調整手段が前記ストリップの両側に１つずつ１対の電極（１２２、１２４）と、
    前記電極に接続されてそれらの間に電位差を提供するための電圧源（１２６）と
    を含むことを特徴とする、請求項１４に記載のデバイス。
  17. 【請求項１７】 前記調整手段が前記ストリップに磁界を誘導するように構
    成されることを特徴とする、請求項１４に記載のデバイス。
  18. 【請求項１８】 前記調整手段が金属メッキされたビアホールおよび表面導
    体によって形成されるコイルを含むことを特徴とする、請求項１７に記載のデバ
    イス。
  19. 【請求項１９】 前記調整手段が前記ストリップの両側に磁極を有するソレ
    ノイドを含むことを特徴とする、請求項１７に記載のデバイス。
  20. 【請求項２０】 各々第１の前記ストリップ（１００）および第２の前記ス
    トリップ（１００´）を含む複数のユニットセル（１３４）を含む周期的構造を
    形成するように構成され、前記第１および第２ストリップが形状およびサイズの
    １つまたはそれ以上が似ていない前記複数の導波路構造を特徴とする請求項１に
    記載のデバイス。
  21. 【請求項２１】 複数のストリップ（１００、１００´）が相互に一体であ
    ることを特徴とする、請求項２０に記載のデバイス。
  22. 【請求項２２】 前記ストリップ（１００、１００´）が予め定められた距
    離だけ相互に離れていることを特徴とする、請求項２０に記載のデバイス。
  23. 【請求項２３】 前記デバイスの光伝達関数を変形するための調整手段をさ
    らなる特徴とする、請求項２０に記載のデバイス。
  24. 【請求項２４】 前記調整手段が各ユニットセルの前記第１および第２スト
    リップ間に電位差を提供するための電圧源を含むことを特徴とする、請求項２３
    に記載のデバイス。
  25. 【請求項２５】 前記ストリップ間の材料が電気光学材料であり、前記電圧
    源がそれらに電位勾配を提供することを特徴とする、請求項２４に記載のデバイ
    ス。
  26. 【請求項２６】 前記調整手段が、前記周期的構造付近に配置されかつ電圧
    源の１つの端子に接続された少なくとも１つの電極を含み、前記電圧源の第２端
    子が各ユニットセルの前記第１および第２ストリップの少なくとも１つに接続さ
    れることを特徴とする、請求項２４に記載のデバイス。
  27. 【請求項２７】 前記ストリップのうちの２つ（１００''）をそれらの隣接
    縁が非常に近接する状態で配置して、前記ストリップの一方に沿って伝搬する前
    記プラズモン−ポラリトン波の少なくとも一部が前記ストリップの他方に結合す
    るようにそのストリップを構成させた前記複数の前記導波路構造を特徴とする、
    エッジカプラとして使用するのに適した請求項１に記載のデバイス。
  28. 【請求項２８】 前記結合ストリップに沿って伝搬する前記プラズモン−ポ
    ラリトン波の伝搬特性を調整して、前記ストリップ間の結合の程度を制御するた
    めの手段（１２６）を特徴とする、請求項２７に記載のエッジカップラ。
  29. 【請求項２９】 前記結合ストリップ間の材料が電気光学材料であり、前記
    ストリップの電荷およびそれらの間の材料の屈折率を調整するために手段（１２
    ６）をさらに含むことを特徴とする、請求項２７に記載のエッジカップラ。
  30. 【請求項３０】 前記第１および第２ストリップが同一平面にないことを特
    徴とする請求項２７に記載のエッジカップラ。
  31. 【請求項３１】 前記結合されたストリップ間の材料が電気光学材料であり
    、前記ストリップの電荷およびそれらの間の材料の屈折率を調整するための手段
    をさらに含むことを特徴とする、請求項２７に記載のエッジカップラ。
  32. 【請求項３２】 インターセクション（１４２）を形成するように構成され
    た少なくとも３つの導波路構造（１０４）であって、それぞれのストリップは各
    々他のストリップに接続して前記インターセクションを形成する一端を有し、前
    記３つのストリップの遠端がポートを構成して、前記ストリップのうちの１つの
    遠端を介して入力された光学放射が前記インターセクションを経て伝達されて他
    のストリップのうちの１つまたは両方から出てくるようにした、前記３つの導波
    路構造（１０４）を特徴とする請求項１に記載のデバイス。
  33. 【請求項３３】 前記包囲材料が不均一であることを特徴とする、請求項１
    に記載のデバイス。
  34. 【請求項３４】 前記包囲材料がスラブ、ストリップ、ラミネート、または
    連続的に可変の材料複合体の組合せを含む特徴とする、請求項３３に記載のデバ
    イス。
  35. 【請求項３５】 前記ストリップが不均一であることを特徴とする、請求項
    ３３に記載のデバイス。
  36. 【請求項３６】 前記ストリップが不均一であることを特徴とする、請求項
    ３４に記載のデバイス。
  37. 【請求項３７】 前記ストリップが不均一であることを特徴とする、請求項
    １に記載のデバイス。
  38. 【請求項３８】 相対的に低い自由電荷キャリヤ密度を有する材料によって
    包囲された相対的に高い電荷キャリヤ密度を有する材料の薄いストリップによっ
    て形成される導波路構造を含む光学デバイスであって、前記ストリップが、予め
    定められた範囲の波長を有する光学放射を前記ストリップと結合させ、かつ前記
    ストリップの長さに沿ってプラズモン−ポラリトン波として伝搬させる寸法を持
    つ有限幅（Ｗ）および厚さ（ｔ）を有し、前記材料が２つの異なる部分を含み、
    前記ストリップがそれらの間に伸長し、前記２つの異なる部分の少なくとも一方
    が少なくとも１つの可変電磁特性を有し、かつ前記デバイスが、前記導波路構造
    の伝搬特性およびプラズモン−ポラリトン波の伝搬を変化させるために、前記部
    分の前記一方の前記電磁特性の値を変化させる手段をさらに含むことを特徴とす
    る光学デバイス。
  39. 【請求項３９】 前記部分の前記一方の前記電磁特性の１つの前記値に対し
    て前記プラズモン−ポラリトン波の電波が支持され、前記部分の前記一方の前記
    電磁特性の別の値に対して前記プラズモン−ポラリトン波が少なくとも抑制され
    ることを特徴とする、請求項３８に記載のデバイス。
  40. 【請求項４０】 前記電磁特性を変化させる前記手段が前記部分の少なくと
    も一方のサイズを変化させることを特徴とする、請求項３８に記載のデバイス。
  41. 【請求項４１】 前記部分の一方が流体であることを特徴とする、請求項３
    ８に記載のデバイス。
  42. 【請求項４２】 前記電磁特性が誘電率であり、前記変化手段（１１６；１
    １６Ａ；１１６Ｂ；１１６Ｃ；１１６Ｅ）が前記部分の材料の電界、前記部分の
    材料の機械的応力、および前記部分の材料（１１４Ｄ）の温度のうちの１つまた
    はそれ以上の変化を誘導することによって誘電率を変化させることを特徴とする
    、請求項３８に記載のデバイス。
  43. 【請求項４３】 前記電磁特性が透磁率であり、前記変化手段が前記部分の
    材料の磁界、前記部分の材料の機械的応力、および前記部分の材料の温度のうち
    の１つまたはそれ以上の変化を誘導することによって透磁率を変化させることを
    特徴とする、請求項３８に記載のデバイス。
  44. 【請求項４４】 前記包囲材料の前記自由電荷キャリヤ密度が実質的に無視
    できるほど小さいことを特徴とする、請求項３８に記載の光学デバイス。
  45. 【請求項４５】 約１５５０ｎｍの自由空間波長を有する光放射に対して、
    前記ストリップは金属を含み、かつ約０．１ミクロン未満の厚さおよび数ミクロ
    ンの幅を有することを特徴とする請求項３８に記載のデバイス。
  46. 【請求項４６】 前記ストリップは直線、湾曲、屈曲、またはテーパ形であ
    ることを特徴とする請求項３８に記載のデバイス。
  47. 【請求項４７】 前記材料が電気光学材料であり、前記変化手段が、前記部
    分の前記一方の上に重なる電極（１１２）と、前記電極と前記ストリップとの間
    に電位差を印加するための手段とを含むことを特徴とする、請求項３８に記載の
    デバイス。
  48. 【請求項４８】 前記材料が電気光学材料であり、前記変化手段が前記スト
    リップの両側に１つずつ配置された第１および第２電極と、前記ストリップと前
    記第１および第２電極のうちの少なくとも一方との間に電位差を印加するための
    手段とを含み、前記部分の前記一方が前記第１電極と前記ストリップとの間にあ
    り、前記部分の前記他方が前記第２電極と前記ストリップとの間にあることを特
    徴とする、請求項３８に記載のデバイス。
  49. 【請求項４９】 前記印加手段が、前記ストリップと前記第１電極との間に
    第１電位差を印加するための第１電圧源と、前記ストリップと前記第２電極との
    間に第２電位差を印加するための第２電圧源とを含むことを特徴とする、請求項
    ４８に記載のデバイス。
  50. 【請求項５０】 前記印加手段が、電源の１つの端子を前記ストリップに結
    合するための手段と、第１および第２電極に共通の前記電圧源の第２端子とを含
    むことを特徴とする、請求項４８に記載のデバイス。
  51. 【請求項５１】 前記材料が電気光学材料であり、前記部分の前記一方を前
    記ストリップの一表面に隣接させて前記ストリップを埋め込み、前記変化手段が
    前記ストリップの側方に前記部分の前記一方の両側に配置された第１および第２
    電極と、前記電極間に電位差を印加する手段とを含み、前記部分の前記他方が前
    記ストリップの反対側の表面に隣接することを特徴とする、請求項３８に記載の
    デバイス。
  52. 【請求項５２】 前記材料が電気光学材料であり、前記変化手段が前記スト
    リップおよび隣接電極のうちの少なくとも一方に電流を確立するための手段を含
    み、前記部分の前記一方が前記電極と前記ストリップとの間にあることを特徴と
    する、請求項３８に記載のデバイス。
  53. 【請求項５３】 前記材料が熱光学材料であり、前記部分の前記一方を間に
    置いて少なくとも１つの電極を前記ストリップに隣接して設け、前記変化手段が
    前記ストリップと前記電極との間に温度差を確立するための手段を含むことを特
    徴とする、請求項３８に記載のデバイス。
  54. 【請求項５４】 構成的に前記第１構造に類似した複数の導波路構造であっ
    て、各々が複数の前記ストリップのうちの１つを含み、前記複数のストリップが
    それぞれの近端を前記第１ストリップの一端に並置してコンバイナ／スプリッタ
    を形成し、前記一端を介して前記第１ストリップから出る前記光学放射は前記複
    数のスプリッタの間で分割され、かつ逆に前記複数のストリップによって前記一
    端に結合された前記光学放射は結合されて前記反対側の端によって前記第１スト
    リップから出ていくように構成され、前記変化手段が前記複数のストリップの少
    なくとも１つに結合されることを特徴とする、請求項３８に記載のデバイス。
  55. 【請求項５５】 前記材料が電気光学材料であり、前記導波路構造が、その
    一端で前記光学放射を受け取りかつその反対側の端でスプリッタへ端面結合され
    る入力ストリップと、前記放射の一部分を受け取るためにスプリッタに端面結合
    される近端を各々有する第１および第２分岐ストリップと、前記部分の前記一方
    を間に置いて前記分岐ストリップのうちのそれぞれ一方に隣接する電極を含む変
    化手段と、前記電極と前記分岐ストリップの前記１つとの間に電位差を印加する
    ための手段とを含むことを特徴とする、請求項５４に記載のデバイス。
  56. 【請求項５６】 前記変化手段が、前記部分のうちの第２の部分を間に置い
    て他方の分岐ストリップに隣接した第２電極と、前記第２電極と前記第２分岐ス
    トリップとの間に第２電位差を印加するための手段とをさらに含むことを特徴と
    する、請求項５５に記載のデバイス。
  57. 【請求項５７】 前記材料が電気光学材料であり、前記導波路構造が、その
    一端で前記光学放射を受け取りかつその反対側の端でスプリッタへ端面結合され
    る入力ストリップと、前記放射の一部分を受け取るためにスプリッタに端面結合
    される近端を各々有する第１および第２分岐ストリップと、前記部分の前記一方
    を間に置いて前記分岐ストリップのうちのそれぞれ一方に隣接する電極を含む変
    化手段と、前記電極および前記分岐ストリップの前記一方に電流を確立するため
    の手段とを含むことを特徴とする、請求項５４に記載のデバイス。
  58. 【請求項５８】 前記変化手段が、前記部分のうちの第２の部分を間に置い
    て他方の分岐ストリップに隣接した第２電極と、前記第２電極および前記第２分
    岐ストリップに第２電流を確立するための手段とをさらに含むことを特徴とする
    、請求項５７に記載のデバイス。
  59. 【請求項５９】 前記材料が電気光学材料であり、前記導波路構造が、その
    一端で前記光学放射を受け取りかつその反対側の端でスプリッタへ端面結合され
    る入力ストリップと、前記放射の一部分を受け取るためにスプリッタに端面結合
    される近端を各々有する第１および第２分岐ストリップと、前記部分の前記一方
    を間に置いて前記分岐ストリップのうちのそれぞれ一方に隣接する電極を含む変
    化手段と、前記電極と前記分岐ストリップの前記一方との間に温度差を確立する
    ための手段とを含むことを特徴とする、請求項５４に記載のデバイス。
  60. 【請求項６０】 前記変化手段が、前記部分のうちの第２の部分を間に置い
    て他方の分岐ストリップに隣接した第２電極と、前記第２電極と前記第２分岐ス
    トリップとの間に第２温度差を確立するための手段とをさらに含むことを特徴と
    する、請求項５９に記載のデバイス。
  61. 【請求項６１】 前記変化手段が金属メッキしたビアホールおよび表面導体
    によって形成されるコイルを含むことを特徴とする、請求項３８に記載のデバイ
    ス。
  62. 【請求項６２】 前記変化手段が前記ストリップの両側に磁極を有するソレ
    ノイドを含むことを特徴とする、請求項３８に記載のデバイス。
  63. 【請求項６３】 相互に隣接して配置された前記周期的構造の配列を含み、
    かつ光スペクトルの所望の位置にストップバンドを形成するような大きさおよび
    形状のストリップを有することを特徴とする、請求項２０に記載のデバイス。
  64. 【請求項６４】 前記配列が二次元であることを特徴とする、請求項６３に
    記載のデバイス。
  65. 【請求項６５】 前記配列が三次元であることを特徴とする、請求項６３に
    記載のデバイス。
  66. 【請求項６６】 前記ストリップが２つの異なる半導体材料の間の界面に電
    子ガス支持領域を含むことを特徴とする、請求項１に記載の光学デバイス。
  67. 【請求項６７】 周期的構造を形成するように配置された対応する複数の前
    記ストリップを含む複数の前記導波路構造を特徴とする、請求項１に記載のデバ
    イス。
  68. 【請求項６８】 前記周期的構造が複数のユニットセル（１３４）を含み、
    各ユニットセルが第１ストリップおよび第２ストリップを含み、前記第１ストリ
    ップ（１００）および第２ストリップ（１００’）が形状およびサイズのうちの
    １つまたはそれ以上の点で異なることを特徴とする、請求項６７に記載のデバイ
    ス。
  69. 【請求項６９】 前記ストリップが金、銀、銅、アルミニウム、および高不
    純物濃度ｎ形またはｐ形のＧａＡｓ、ＩｎＰ、またはＳｉを含むグループから選
    択されることを特徴とする、請求項１に記載のデバイス。
  70. 【請求項７０】 前記材料がガラス、石英、ポリマー、およびアンドープま
    たは低不純物濃度のＧａＡｓ、ＩｎＰ、またはＳｉを含むグループから選択され
    ることを特徴とする、請求項６９に記載のデバイス。
  71. 【請求項７１】 前記金属が金であり、前記材料が二酸化シリコンであるこ
    とを特徴とする、請求項１に記載のデバイス。
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