JP5013475B2

JP5013475B2 - 光伝播制御方法及び光伝播制御装置

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Publication number: JP5013475B2
Application number: JP2007322587A
Authority: JP
Inventors: 一石原; 琢也飯田; 健太合田; 篤東海林
Original assignee: Osaka Prefecture University
Current assignee: Osaka Prefecture University
Priority date: 2007-12-13
Filing date: 2007-12-13
Publication date: 2012-08-29
Anticipated expiration: 2027-12-13
Also published as: JP2009145608A

Description

本発明は、光の伝播経路を制御する光学素子等に用いることができる光伝播制御方法及び光伝播制御装置に関するものである。

光の波長と同じスケールの微小な構造体を利用して光の伝播特性を制御できれば、現代の情報化社会における莫大な量の情報伝達を担う光学素子の小型化に多大に貢献できる可能性がある。光の伝播特性を制御するための物理的機構としては、例えば、磁場によって誘起される光学活性である磁気光学効果が挙げられる。この磁気光学効果は、光の進行方向と磁化の方向の関係により分類すれば、光軸と磁化の方向が平行な場合のファラデー効果と、光軸と磁化の方向が垂直な場合のコットンムートン効果とに分けられる。

これらの磁気光学効果のうち、ファラデー効果は、現在、光磁気ディスクや光アイソレーター等の様々な光磁気デバイスに応用されている（例えば、非特許文献１参照。）。

ところが、コットンムートン効果については、構造体に光を照射したときに、この構造体による散乱光に非相反性が現れるものであるため、光アイソレーター等の応用も考えられるが、この非相反性が弱いものであるため、散乱光のさらにごく一部の光の光路が変更されるにすぎず、実用的な応用が行われるに至っていなかった。
佐藤勝昭著「光と磁気（改訂版）」朝倉書店２００１年

本発明は、磁化された構造体に共鳴波長の光を照射することにより、この構造体での散乱光の伝播特性を制御する光伝播制御方法及び光伝播制御装置を提供しようとするものである。

請求項１の光伝播制御方法は、光透過性を有し磁化された磁性体からなる構造体に共鳴波長の光を磁化方向に交差する方向から照射することにより、この構造体での散乱光の非相反性の有無を切り替え又は強弱を制御して光路を切り替えることを特徴とする。

請求項２の光伝播制御方法は、前記共鳴波長の光が、前記構造体の共鳴波長をスペクトル中に含む光であることを特徴とする。

請求項３の光伝播制御方法は、前記構造体の形状とサイズに基づく幾何学的共鳴波長であることを特徴とする。

請求項１の発明によれば、光透過性を有する構造体に共鳴波長の光を照射するので、共鳴効果により光はこの構造体内に閉じ込められる。しかも、磁性体からなる構造体は、照射光と交差する方向に磁化されているので、閉じ込められた光はコットンムートン効果の相乗作用により強い非相反性を有する散乱光として出射される。従って、この光伝播制御方法を用いれば、光の強い非相反性を有する光学素子等を実現することができる。

請求項２の発明によれば、スペクトル中に共鳴波長を含む光を照射するので、この光のある程度以上の部分を確実に共鳴効果により構造体内に閉じ込めることができ、十分に強い非相反性を有する散乱光を出射することができる。

請求項３の発明によれば、構造体の形状とサイズに基づく幾何学的共鳴波長の光を照射するので、この光を幾何学的共鳴効果により確実に構造体内に閉じ込めることができ、十分に強い非相反性を有する散乱光を出射することができる。

以下、本発明の最良の実施形態について図１〜図３を参照して説明する。

〔第１実施形態〕
この実施形態では、光アイソレーターや光サーキュレーターとして用いることができる光伝播制御方法について説明する。この光伝播制御方法は、図１に示すように、構造体１に照射光Ｒを照射することにより、この構造体１での散乱光Ｒ_ｄの伝播特性を制御するものである。

構造体１は、光透過性を有する磁性体からなりｚ軸方向に磁化Ｍされている。即ち、この構造体１は、光をある程度以上透過すれば良いので、いわゆる透明である必要はない。従って、この構造体１に照射光Ｒを照射すると、この構造体１をそのまま透過する透過光Ｒ_ｐと、この構造体１の内部で散乱された散乱光Ｒ_ｄとが出射される。また、この構造体１は、磁性体であり磁化Ｍされている。即ち、この構造体１は、磁化されれば良いので、必ずしも強磁性体である必要はなく、常磁性体や反磁性体であってもよい。そして、この磁性体の磁化Ｍは、例えば外部から印加された磁場によるものでもよく、磁性体の残留磁化によるものであってもよい。このような光透過性を有する磁性体としては、例えばイットリウム・鉄・ガーネット(ＹＩＧ)等がある。

上記構造体１は、なんらかの共鳴波長を有している。共鳴波長とは、構造体１の散乱スペクトル中におけるピーク位置に相当する波長である。このような共鳴波長としては、例えば、電子的励起準位に起因するピークに相当する電子的共鳴波長や、構造体１の幾何学的な形状やサイズに起因する幾何学的共鳴波長が挙げられる。そして、例えば幾何学的共鳴波長の場合であれば、構造体１の特定の幾何学的な形状とサイズに基づいて幾何学的共鳴効果により光散乱スペクトルに１つ以上のピーク構造が現れるので、各ピーク位置がそれぞれ幾何学的共鳴波長となる。また、この場合の幾何学的共鳴効果の強さを示すＱ値の高いピークを有する構造体１の形状としては、例えば球形や円柱形、正多角柱形等があり、図１では正四角柱形の場合を示す。

上記構造体１に照射する照射光Ｒは、この構造体１の共鳴波長の光であり、例えば、電子的共鳴波長や幾何学的共鳴波長の光が挙げられる。共鳴波長の光とは、スペクトル中にこの共鳴波長を含む光であるが、実用的にはスペクトルが正規分布をとるレーザ光等のピーク位置が共鳴波長に一致するようなものが好ましい。また、この正規分布の半値全幅内に共鳴波長が含まれるような光であっても、この共鳴波長での強度はピーク値の半値以上となるので十分に実用可能である。しかも、このスペクトルは、必ずしも正規分布である必要もない。さらに、この照射光Ｒは、構造体１の共鳴波長の光を重ね合わせたものであってもよい。なお、この照射光Ｒは、必ずしも可干渉性（コヒーレンス）は不要であるため、レーザ光である必要性はない。

上記照射光Ｒは、構造体１の磁化Ｍの方向（ｚ軸方向）に交差するｘ軸方向から照射される。この照射光Ｒは、図１に示すように、構造体１の磁化方向に直交する方向から照射することが最適であるが、この磁化方向に直交する成分を有する光であればコットンムートン効果が生じるので、少なくともこの磁化方向に交差する方向から照射されていれば足りる。

もし上記構造体１が磁化されていなかった場合には、コットンムートン効果が生じないので、図２に示すように、散乱光Ｒ_ｄは、構造体１の周囲に照射光Ｒの入射方向（ｘ軸）に対して対称的に散乱されて出射される。しかしながら、構造体１は上記のように磁化Ｍされているので、コットンムートン効果により、散乱光Ｒ_ｄは、図３に示すように、構造体１から非相反性を有するように散乱されて出射される。しかも、照射光Ｒは、幾何学的共鳴波長等の共鳴波長の光であるため、この共鳴効果により構造体１内に閉じ込められて、コットンムートン効果の相乗作用を受けるので、強い非相反性を有する散乱光Ｒ_ｄが出射される。図３では、ｘ軸方向よりも少し左側（−ｙ方向）に傾斜した方向の散乱光Ｒ_ｄが強くなっている例を示す。

従って、上記光伝播制御方法を用いれば、光の強い非相反性を有する光学素子等を実現することができる。このような光学素子等は、例えば、構造体１での散乱光Ｒ_ｄの大部分が照射光Ｒの入射方向よりも光路が曲がって出射されているように見え、しかも、屈折とは異なり、この光路の曲がりは非相反的であるため、図３に光路Ｃで示すように、反対側から光が入射しても元には戻らない（ｙ軸方向寄りに曲がって戻る）ので、光アイソレーターとして用いることができる。また、１つの構造体１に対して複数の方向から光を照射できるようにしたり、複数の構造体１を適宜配置することにより、光サーキュレーターとして利用することもできる。

〔第２実施形態〕
この実施形態では、光路を切り替えたり、光アイソレーターとしての機能をＯＮ／ＯＦＦさせることができる光伝播制御装置について説明する。この光伝播制御装置は、光照射手段が図１に示した構造体１に照射光Ｒを照射することにより、この構造体１での散乱光Ｒ_ｄの伝播特性を制御するものである。

この光伝播制御装置の構造体１も、第１実施形態の構造体１と同じものである。また、照射光Ｒは、第１実施形態と同様に可干渉性は不要であるためレーザ光である必要性はないが、光照射手段には、実用的には半導体レーザを含むレーザ装置を用いることが好ましい。しかしながら、この光照射手段から照射される照射光Ｒは、波長可変手段によって波長を変化させることができるようになっている。ただし、この波長の変化は、連続的である必要はなく、２種類以上の波長を切り換えることができればよい。例えば、光照射手段がレーザ光の波長を変化させることができるレーザ装置である場合の波長可変手段は、このレーザ装置の発振波長を調節する機構が該当する。また、基本的には波長が固定された半導体レーザを光照射手段として用いる場合には、複数個の半導体レーザを切り換えて使用すればよく、この切り換えを行う機構が波長可変手段となる。

上記波長可変手段は、光照射手段から照射される照射光Ｒの波長を変化させて、構造体１の形状とサイズに基づく幾何学的共鳴波長等の共鳴波長の光とすることができる。このときの共鳴波長の光は、第１実施形態で説明したものと同じである。また、上記光照射手段も、第１実施形態の場合と同様に、構造体１の磁化方向に交差する方向から照射光Ｒを照射する。

上記波長可変手段が照射光Ｒを共鳴波長以外の光（共鳴波長の光をほとんど含まない光も含む）とした場合には、磁化された構造体１から、コットンムートン効果により僅かに非相反性を有する散乱光Ｒ_ｄが出射される。これに対して、波長可変手段が照射光Ｒの波長を共鳴波長に近づけた場合には、この照射光Ｒを共鳴効果により構造体１内に閉じ込めることができ、コットンムートン効果の相乗作用により強い非相反性を有する散乱光Ｒ_ｄが出射される。

従って、上記光伝播制御装置を用いれば、光の非相反性の強弱を制御する光学素子等を実現することができる。このような光学素子等は、例えば、光路を切り替える素子や、光アイソレーターとしての機能をＯＮ／ＯＦＦさせる素子として利用することができる。

〔第３実施形態〕
この実施形態でも、光路を切り替えたり、光アイソレーターとしての機能をＯＮ／ＯＦＦさせることができる光伝播制御装置について説明する。この光伝播制御装置は、光照射手段が図１に示した構造体１に照射光Ｒを照射することにより、この構造体１での散乱光Ｒ_ｄの伝播特性を制御するものである。

この光伝播制御装置の構造体１も、第１実施形態の構造体１と同じものである。ただし、この構造体１の磁化は、磁化制御手段によって制御される。構造体１の磁性体が残留磁化のほとんどないものである場合の磁化制御手段は、この構造体１に外部から磁場を印加したり、この磁場をなくすことができるものであり、印加する磁場の強さを調節できるようになっていてもよい。また、構造体１の磁性体が残留磁化の強いものである場合には、この磁化制御手段に消磁機能等を加えればよい。

光照射手段が照射する照射光Ｒは、上記構造体１の形状とサイズに基づく幾何学的共鳴波長等の共鳴波長の光であることが好ましい。このときの共鳴波長の光は、第１実施形態で説明したものと同じである。ただし、この照射光Ｒは、必ずしも共鳴波長の光には限定されない。また、この光照射手段も、第１実施形態の場合と同様に、構造体１の磁化方向に交差する方向から照射光Ｒを照射する。なお、照射光Ｒは、第１実施形態や第２実施形態と同様に可干渉性は不要であるためレーザ光である必要性はないが、光照射手段には、実用的には半導体レーザを含むレーザ装置を用いることが好ましい。

上記磁化制御手段が構造体１を磁化していない場合には、コットンムートン効果が生じないので、散乱光Ｒ_ｄは、構造体１の周囲に照射光Ｒの入射方向に対して対称的に散乱されて出射される。これに対して、磁化制御手段が構造体１を磁化している場合には、コットンムートン効果により、散乱光Ｒ_ｄは、構造体１から非相反性を有するように散乱されて出射される。しかも、照射光Ｒが共鳴波長の光であれば、共鳴効果により構造体１内に閉じ込められて、コットンムートン効果の相乗作用を受けるので、強い非相反性を有する散乱光Ｒ_ｄが出射される。

従って、上記光伝播制御装置を用いれば、光の非相反性の有無を切り換えたり強弱を制御する光学素子等を実現することができる。このような光学素子等は、例えば、光路を切り替える素子や、光アイソレーターとしての機能をＯＮ／ＯＦＦさせる素子として利用することができる。また、構造体１の磁化の有無により情報を記憶する素子の情報の読み出し等に利用することも可能となる。

上記磁化された構造体に照射光を照射したときの散乱光の散乱場のポインティングベクトルを数値的に評価する。

誘電率ε_Ｂの媒質中に、誘電率が数１で表されるような構造体がある場合を考える。
このような系にＥ_０（ｒ）で表される電場が入射した時の応答電場は数２で表される。
ただし、ここでは数３である。
１は単位テンソルを表す。数２で第一項は入射場を、第二項は散乱場を表している。Ｇ^Ｂはテンソル型Green関数を表している。Ｖは構造体の体積であり、第二項の積分は構造体内部でのみ行えばよい。

全応答電場Ｅ（ｒ）を具体的に評価するには、数２から求めればよいが、右辺第二項の積分中にもＥ（ｒ’）が現れているので、自己無撞着に解く必要がある。そこで、数２を数値的に解くために、Discrete Dipole Approximation（DDA）と呼ばれる方法を用いる（参考文献１）。いま考えている系全体をＮ個のメッシュで区切り、それぞれに番号を振る（ｉ＝１〜Ｎ）。ｉ番目のメッシュにおける電場を、Ｅ（ｒ_ｉ）とすると、数２は数４のように書き直すことができる。
Ｍ（ｒ_ｉ）はセルフターム、Ｌは数２の第二項の積分での特異点の形状に依存する量である（参考文献２）。数３と数４は、Ｎ元の連立方程式となっているので、これを解けば各メッシュでの電場Ｅ（ｒ）（ｉ＝１〜Ｎ）を求めることができる。電場Ｅ（ｒ）が求まれば、磁場は簡単に導くことができて、
となる。ここで、
である。

電場・磁場が求まると、光のエネルギーの方向を示すポインティングベクトルを計算することができる。ここで、数３及び数５における応答電場および応答磁場ともに右辺第一項の入射場をＥ_ｉｎ，Ｈ_ｉｎ、右辺第二項の散乱場をＥ_ｓｃａｔ，Ｈ_ｓｃａｔと置くと、全応答場のポインティングベクトルは、Ｅ_ｉｎ×Ｈ_ｉｎ、Ｅ_ｉｎ×Ｈ_ｓｃａｔ、Ｅ_ｓｃａｔ×Ｈ_ｉｎ、Ｅ_ｓｃａｔ×Ｈ_ｓｃａｔの四項の和からなる。しかしながら、ここでは、散乱場の伝播特性を明らかにするため散乱場のポインティングベクトルである数７のみに着目した解析を行った（数値計算においては、入射光のポインティングベクトルの大きさを１とした）。

以下では、磁化を持った構造体により光がどのように散乱されるのかを探るため、等方性の物質でできた柱状構造体を構造体として仮定した。このとき、背景媒質は真空とした（ε_Ｂ＝１）。もし、等方性の物質がｚ軸方向に磁化を持つとすると、誘電率は数８のようにテンソルの形で表され、
非対角成分ε_ｘｙが現れる（磁化がない場合はε_ｘｙ＝０）。このような誘電率テンソルを柱状誘電体に与え、数４及び数５をから散乱電場および散乱磁場を求めた後、数７に代入し、磁化を持った構造体の散乱場のポインティングベクトルを数値的に評価した。

まず、図４のように一辺の長さＬの正四角柱の構造体１に、ｘ軸の正方向に進行し、ｙ軸方向に振動する波長λの平面波が入射した場合の散乱場について調べた。構造体１の後方の、左、中央、右に位置する３点、ａ，ｂ，ｃでの散乱場のポインティングベクトルの大きさをサイズパラメータの関数としてプロットした（図５）。磁化がない場合の、３点でのポインティングベクトルの大きさのサイズパラメータ依存性を図５（ａ）に示す。横軸は角柱のサイズパラメータＬ／λである。ただし、誘電率テンソルの各成分の値は、ε_ｘｘ＝２，ε_ｘｙ＝０として計算した。また、図５（ｂ）にａ点とｃ点のポインティングベクトルの大きさの比を示す。当然のことながら、物質に磁化がない場合、光は進行方向に対して対称的に散乱されるので、ａ点とｃ点のポインティングベクトルの大きさの比は常に１：１である。磁化がない場合の散乱の様子を知るために、図５（ａ）で示す（ｉ）（Ｌ／λ＝１．４７）の時の構造体１周辺のポインティングベクトルの分布を計算した（図６）。図６を見ると、散乱場は対称になっていることが確認できる。

次に、構造体１が磁化され誘電率に非対角成分がある場合について同様に３点ａ，ｂ，ｃにおいてポインティングベクトルの大きさを計算をした（ただし、ε_ｘｘ＝２，ε_ｘｙ＝１とした）。その結果を図７に示す。図７（ａ）を見ると、Ｌ／λ＝２〜３．５の範囲で複数のピーク構造が確認できる。このピーク位置では、幾何学的共鳴効果により光は構造体１内に閉じこめられ、大きく増強されると考えられる。また、図７（ｂ）においてもピーク構造が確認できる。実際に散乱の様子を知るために、図７（ｂ）示した三つのピーク（ｉ），（ｉｉ），（ｉｉｉ）について、構造体１周辺の散乱場のポインティングベクトルを計算した。それぞれの結果を図８〜図１０に示す。ここで、構造体１の一辺の長さは、Ｌ＝４５０ｎｍとして計算した。（ｉ）のピークは、ａ点とｃ点のポインティングベクトルの大きさの比は大きいが、図７（ａ）を見てわかるようにポインティングベクトルの増大はなく、幾何学的共鳴は生じていない。また、図９及び図１０より、幾何学的共鳴を生じるＬ／λでは、ポインティングベクトルの大きさ・偏りともに大きくなっていることがわかる。

ここまで、角柱の構造体１による散乱についての計算について述べたが、以下では、図１１に示す円柱の構造体１による散乱について同様の計算を行った結果を記す。角柱の場合と同じように、磁化による散乱の本質を理解するために、まずはε_ｘｘ＝２，ε_ｘｙ＝１というパラメータを用いて計算を行った。計算に用いたモデルは、基本的には図１の角柱を円柱に置き換えたものである。ただし、Ｌは円柱の直径を表す。３点ａ，ｂ，ｃでの散乱場のポインティングベクトルのサイズパラメータ（Ｌ／λ）依存性を図１２に示す。円柱の場合も角柱の場合と同様に、幾何学的共鳴によるピーク構造が確認できるが、形が異なるためにＬ／λに対する依存性は大きく異なることが分かる。そこで、図１２（ｂ）に示すピーク（ｉ），（ｉｉ），（ｉｉｉ）での、円柱周辺での散乱場ポインティングベクトルの場所依存性を数値的に評価し、図１３〜図１５に示した（直径Ｌ＝４５０ｎｍ）。角柱の場合と同様に幾何学的共鳴を生じるところでは、ポインティングベクトルの大きさ・偏りともに大きくなっていることが分かるが、その形状の違いを反映した分布となっていることが分かる。

最後に、図１６〜１９に、柱状の構造体１の構成物質のパラメータとして具体的に強磁性体であるイットリウム・鉄・ガーネット(ＹＩＧ)に近い値を用いた場合の計算結果も示した。図１６及び図１８における角柱、円柱いずれの場合もサイズパラメータ依存性を見ると、非対角成分が上記の例に比べて小さいため大部分では顕著な差が見られないように思われるが、鋭いピークのところで左右のポインティングベクトルの比が急峻に変化していることが分かる。これは高いＱ値の幾何学的共鳴準位に共鳴すれば、誘電率の非対角成分が少々小さくても強い非相反性が見られる可能性を示唆している。また、必ずしも最適な条件であるとは言えないが、図１７及び図１９に示すように、ポインティングベクトルの場所依存性にも上記の例と同様に顕著な偏りが現れている様子も見て取れる。

以上の結果から、柱状構造体１のサイズ、形状により光路の回転の仕方を制御して、光通信用素子の構成要素として利用できる可能性が分かった。特に、光の波長と構造体１のサイズや形状を適切に設計してやれば、高いＱ値を有する幾何学的共鳴準位において、磁気光学効果との相乗作用により特異な非対称性を有する散乱光のポインティングベクトルが得られることが分かった。これは、構造体１内に局在する光電場の空間構造をデザインすれば、光サーキュレーターなどで利用される非相反性などの磁気光学効果の制御に繋がる可能性を示唆している。ここでは単一のマイクロ構造体を対象とした考察を中心に行ったが、それらを配列した構造体を作成することで、素子の光機能を多彩にデザインするのための指導原理提供に繋がる可能性もある。

〔定義集〕
・磁気光学効果：磁場によって誘起される光学活性を言う。
・ファラデー効果：光軸と磁化の方向が平行な時の磁気光学効果であり、磁化を持つ構造体にその磁化の方向に対して平行な偏光方向の光を入射するとその偏光面が回転する効果を言う。
・コットンムートン効果（フォークト効果）：光軸と磁化の方向が垂直な時の磁気光学効果であり、磁化を持つ構造体にその磁化の方向に対して直行する偏光方向の光を入射するとその伝播経路が屈折される効果を言う。一方で、平行な偏光は屈折のされ方が異なるため、磁気複屈折とも呼ばれる。
・幾何学的共鳴効果：電子的な共鳴効果が無い波長領域でも、構造体のサイズが光の波長と同じオーダーになると背景誘電率の効果によって構造体内部で全反射が起き、内部に閉じ込められた光が定在波を形成することによって散乱スペクトルに共鳴的なピーク構造が現れる現象を言う。球状散乱体や円柱状散乱体におけるWhispering Gallery Mode（WGM）がよく知られている。

〔参考文献〕
参考文献１：Oliver J. F. Martin and Nicolas B. Piller, Physical Review E 58, 3909 (1998).
参考文献２：A. D. Yaghjian, PROCEEDINGS OF THE IEEE 68, 248 (1980).

本発明の一実施形態を示すものであって、正四角柱形の構造体に照射光を照射している状態を示す斜視図である。本発明の一実施形態を示すものであって、磁化されていない正四角柱形の構造体に照射光を照射している状態を示す平面図である。本発明の一実施形態を示すものであって、磁化された正四角柱形の構造体に照射光を照射している状態を示す平面図である。本発明の実施例を示すものであって、散乱場のポインティングベクトルを調べるために、正四角柱形の構造体に照射光を照射している状態を示す平面図である。本発明の実施例を示すものであって、磁化されていない構造体において、（ａ）は図４の配置における各点ａ〜ｃのポインティングベクトルの大きさ、（ｂ）は点ａと点ｃのポインティングベクトルの大きさの比のサイズパラメータ依存性を示すグラフである。本発明の実施例を示すものであって、磁化されていない構造体において、図５のピーク（ｉ）における散乱場のポインティングベクトルを示す図である（白線の正方形は構造体の領域を表す）。本発明の実施例を示すものであって、磁化された構造体において、（ａ）は図４の配置における各点ａ〜ｃのポインティングベクトルの大きさ、（ｂ）は点ａと点ｃのポインティングベクトルの大きさの比のサイズパラメータ依存性を示すグラフである。本発明の実施例を示すものであって、磁化された構造体において、図７のピーク（ｉ）における散乱場のポインティングベクトルを示す図である（白線の正方形は構造体の領域を表す）。本発明の実施例を示すものであって、磁化された構造体において、図７のピーク（ｉｉ）における散乱場のポインティングベクトルを示す図である（白線の正方形は構造体の領域を表す）。本発明の実施例を示すものであって、磁化された構造体において、図７のピーク（ｉｉｉ）における散乱場のポインティングベクトルを示す図である（白線の正方形は構造体の領域を表す）。本発明の実施例を示すものであって、散乱場のポインティングベクトルを調べるために、円柱形の構造体に照射光を照射している状態を示す平面図である。本発明の実施例を示すものであって、（ａ）は図１１の配置における各点ａ〜ｃのポインティングベクトルの大きさ、（ｂ）は点ａと点ｃのポインティングベクトルの大きさの比のサイズパラメータ依存性を示すグラフである。本発明の実施例を示すものであって、図１１のピーク（ｉ）における散乱場のポインティングベクトルを示す図である（白線の円形は構造体の領域を表す）。本発明の実施例を示すものであって、図１１のピーク（ｉｉ）における散乱場のポインティングベクトルを示す図である（白線の円形は構造体の領域を表す）。本発明の実施例を示すものであって、図１１のピーク（ｉｉｉ）における散乱場のポインティングベクトルを示す図である（白線の円形は構造体の領域を表す）。本発明の実施例を示すものであって、誘電率テンソルとしてＹＩＧの値に近い値を有すると仮定した正四角柱形の構造体において、（ａ）は図４の配置における各点ａ〜ｃのポインティングベクトルの大きさ、（ｂ）は点ａと点ｃのポインティングベクトルの大きさの比のサイズパラメータ依存性を示すグラフである。本発明の実施例を示すものであって、図１６のピーク（ｉ）における散乱場のポインティングベクトルを示す図である（白線の正方形は構造体の領域を表す）。本発明の実施例を示すものであって、ＹＩＧに近似した円柱形の構造体において、（ａ）は図１１の配置における各点ａ〜ｃのポインティングベクトルの大きさ、（ｂ）は点ａと点ｃのポインティングベクトルの大きさの比のサイズパラメータ依存性を示すグラフである。本発明の実施例を示すものであって、図１８のピーク（ｉ）における散乱場のポインティングベクトルを示す図である（白線の円形は構造体の領域を表す）。

符号の説明

１構造体
Ｒ照射光
Ｒ_ｐ透過光
Ｒ_ｄ散乱光
Ｍ磁化

Claims

光透過性を有し磁化された磁性体からなる構造体に共鳴波長の光を磁化方向に交差する方向から照射することにより、この構造体での散乱光の非相反性の有無を切り替え又は強弱を制御して光路を切り替えることを特徴とする光伝播制御方法。
前記共鳴波長の光が、前記構造体の共鳴波長をスペクトル中に含む光であることを特徴とする請求項１に記載の光伝播制御方法。
前記共鳴波長が、前記構造体の形状とサイズに基づく幾何学的共鳴波長であることを特徴とする請求項１又は請求項２に記載の光伝播制御方法。