(57)【特許請求の範囲】
【請求項１】
非線形光学結晶と、
該非線形光学結晶に形成した周期状の分極反転構造と、を備える光波長変換素子であって、
該分極反転構造は、単一の周期Λ０を有する単一周期部分と、前記分極反転構造の一方の端に向かって分極反転周期ΛがΛ−１、Λ−２・・・Λ−ｍと徐々に減少する第１のチャープ周期部分と、前記分極反転構造の他方の端に向かって分極反転周期ΛがΛ１、Λ２・・・Λｍと徐々に増大する第２のチャープ周期部分と、を有し、
前記単一周期部分の両端に前記第１のチャープ周期部分と前記第２のチャープ周期部分が配置されており、
該周期状の分極反転構造の長さをＬとし、
該周期状の分極反転構造の中心からの距離をｚとし、
該分極反転構造の中心から距離ｚまでの間に存在する、前記第１のチャープ周期部分の周期であるΛｉ（ｉ≦ｍ）と前記単一周期部分の周期Λ０との差を足し合わせた式
ｆ（ｚ）＝（Λ−１＋Λ−２・・・＋Λ−ｉ）−ｉΛ０              ｚ＜０
及び、該分極反転構造の中心から距離ｚまでの間に存在する、前記第２のチャープ周期部分の周期であるΛｉ（ｉ≦ｍ）と前記単一周期部分の周期Λ０との差を足し合わせた式
ｆ（ｚ）＝（Λ１＋Λ２・・・＋Λｉ）−ｉΛ０                ｚ＞０
において、前記分極反転構造の両端における位相不整合量の規格値｜ｆ（Ｌ／２）／Λ０｜および｜ｆ（−Ｌ／２）／Λ０｜の値が０．５〜１の範囲である光波長変換素子。
【発明の詳細な説明】
【０００１】
【発明の属する技術分野】
本発明は、コヒーレント光源を応用した光情報処理或いは光応用計測分野に使用される波長変換素子、並びにそれを使用したコヒーレント光発生装置、及びそのコヒーレント光発生装置を用いた光情報処理装置に関する。
【０００２】
【従来の技術】
非線形光学効果を利用した光波長変換素子は、波長変換により光の波長を変換することでレーザ光源の使用波長の拡大が図れるため、多くの分野で利用されている。例えば、第２高調波を利用した波長変換では、レーザ光を、半分の波長の第２高調波に波長変換し、従来は難しかった短波長の光の実現を可能にする。更に、パラメトリック発振を利用すると、単一波長の光源から連続的に波長の異なる光を発生することが可能となり、波長可変光源を実現できる。また、和周波数を利用すれば、波長の異なる２つの光を第３の波長の光に変換することができる。
【０００３】
このような非線形光学効果を利用した光の波長変換には、変換する前の基本波と変換後の高調波との間で、位相整合条件が成立する必要がある。このための手法としては、例えば、結晶の複屈折を利用して基本波と高調波との間で結晶中の伝搬速度を揃える複屈折率法、非線形グレーティングを利用して位相整合をとる擬似位相整合法などがある。
【０００４】
ところが、実際には、これらの位相整合条件を満足する波長の許容度が極端に狭いため、基本波の波長を非常に高い精度で制御する必要があり、出力を安定させることが困難である。
【０００５】
そこで、これらの波長許容度を広げて、光波長変換の安定性を増す検討が行われた。図１９には、波長許容度の拡大を目的とした従来の光波長変換素子の構成図を示す（特願平３−１６１９８号参照）。以下には、０．８４μｍの波長の基本波Ｐ１に対する波長０．４２μｍの２次高調波Ｐ２の発生について、図１９を参照して詳しく述べる。
【０００６】
図１９の構成では、ＬｉＮｂＯ3基板６１０１に光導波路６１０２が形成され、更に光導波路６１０２には、周期的に分極の反転した層６１０３（分極反転層）が形成されている。基本波Ｐ１と発生する高調波Ｐ２との伝搬定数の不整合を分極反転層６１０３の周期構造で補償することにより、高効率に第２高調波Ｐ２を発生することができる。
【０００７】
このように周期的な分極反転層６１０３により波長変換を行う光波長変換素子は、高い変換効率を持つ反面で、波長変換が可能となる位相整合波長許容度が非常に狭い。そこで、図１９の構成では、光導波路６１０２の伝搬定数を部分的に変えることにより、光波長変換素子の波長許容度の拡大を図っている。光導波路６１０２の伝搬定数を変えると、光導波路６１０２における位相整合波長が変化する。位相整合条件とは、波長変換素子において波長変換が可能となる条件のことで、この条件が成立する入射光の波長のことを位相整合波長という。そこで、光導波路６１０２の幅を領域Ａ，Ｂ，Ｃ，Ｄと部分的に変化させると、それぞれの領域における光導波路６１０２の幅に応じて、位相整合波長が異なってくる。そのため、入射光の波長が変わっても、異なる光導波路幅を有する領域Ａ〜Ｄの何れかで位相整合条件が成立するため、素子全体の位相整合波長が増大する。その結果、光波長変換素子の波長許容度が増加し、安定な波長変換素子が作製できる。各領域Ａ〜Ｄの間の位相整合条件は、各領域Ａ〜Ｄのにおける光導波路６１０２の深さ、または、各領域Ａ〜Ｄの間の分極反転層６１０３の周期を変えても実現できて、これらの場合でも同様に、波長許容度の大きな光波長変換素子が得られる。
【０００８】
更に、周期状の分極反転構造と位相制御部とを組み合わせた構成についても、報告されている（特願平４−０７０７２６号）。図２０には、そのような手法によって許容度拡大を実現した従来の光波長変換素子の構成を示す。
【０００９】
図２０に示された光波長変換素子は、非線形光学結晶６１０１の上に、複数の分極反転領域６１０５と、分極反転領域６１０５の間に形成された位相制御部６１０６と、を備える。各分極反転領域６１０５における位相整合条件の差を利用し、位相整合波長許容度の拡大を図るとともに、各分極反転領域６１０５の間で発生する位相不整合を位相制御部６１０６により調整することで、基本波Ｐ１の波長変動に対する高調波Ｐ２の出力変動の低減を図っている。
【００１０】
更に、分極反転領域６１０５の数を増大させることで、更に広い波長範囲に渡って、位相整合波長許容度の拡大が可能である。例えば、分極反転領域６１０５が３分割構造（ｎ＝３）及び４分割構造（ｎ＝４）を有する場合の基本波波長と第２高調波（ＳＨＧ）出力との関係を示した位相整合特性（チューニングカーブ）を、図２１（ａ）及び（ｂ）にそれぞれ示す。これより、分割数を増すことで、波長許容度を大幅に拡大できることがわかる。
【００１１】
更に、分極反転の周期構造を変調することで位相整合波長許容度の拡大を可能にする試みも、報告されている。
【００１２】
例えば、栖原らによりIEEE Journal of Quantum Electronics、ｖｏｌ．２６、ｐｐ．１２６５−１２７６、１９９０に報告されているように、分極反転の周期構造をチャープ状に変化させることで、位相整合波長の許容度を拡大する方法が報告されている。具体的には、ここでは、分極反転の周期を距離に比例して増大させる線形チャープ構造による位相整合波長許容度の拡大方法が、提案されている。この場合には、位相ズレが線形に変化する分極反転構造により、位相整合カーブの大幅な増大が可能である。
【００１３】
【発明が解決しようとする課題】
従来の分極反転構造を用いた光波長変換素子における位相整合波長許容度の拡大方法の課題は、位相整合特性、即ち位相整合波長をチューニングしたときのＳＨＧ出力特性の形状が、ピーク近傍で大きく変動する点である。
【００１４】
上記のように、分極反転層を基本とした光波長変換素子において、素子を２つ以上の領域に分割し、各領域間の位相整合条件を変えることにより波長変換素子変換素子の波長許容度を増大させる方法では、各領域における位相整合波長が異なるため、広い波長範囲において第２高調波が発生する。しかし、各領域で発生する第２高調波が互いに干渉するため、図２１（ａ）及び（ｂ）に示すように、ＳＨＧの出力ピーク近傍で、基本光の波長変動に対する高調波の出力変動が大きい。
【００１５】
また、分極反転周期を線形チャープ構造にすることで位相整合波長の大幅な増大が可能であるが、この方法でも、チューニングカーブのピーク近傍に大きなリップルは発生する。
【００１６】
以上のように、従来の方法では、チューニングカーブのピーク近傍で平坦な出力特性が得られない。このため、位相整合波長許容度内における基本波波長のわずかな変動に対して高調波出力が変化して、安定な出力が得られない。
【００１７】
更に、分極反転領域間に位相制御部を設けることで各分極反転領域間で発生する高調波間の干渉を低減し、基本波の波長変動に対する高調波の出力変動の低減を図っている従来の光波長変換素子において、高調波の出力は、なお１０％以上の変動を有しており、このために、出力の安定化を実現するために必要なピーク値近傍での平坦性を実現することが、困難である。
【００１８】
更に、従来の光波長変換素子は、比較的広い範囲に波長許容を拡大することは容易であるが、波長変換素子の変換効率の低下が激しい。例えば、同一の長さの結晶を用いた場合、１／９以上に変換効率が低下する。すなわち、従来技術では、高効率の波長変換特性を保ったままで波長許容度を拡大することが、困難である。
【００１９】
本発明は、上記の課題を解決するためになされたものであり、その目的は、（１）ピーク近傍に広い平坦性を有する位相整合特性（ピークフラットな特性）を維持しながら波長許容度の拡大を実現して、安定な波長変換特性を有する光波長変換素子を提供すること、（２）上記のような光波長変換素子と半導体レーザとを用いてコヒーレント光発生装置を構成することで、半導体レーザにおける発振波長の変動を安定化し、安定な出力特性を有するコヒーレント光発生装置を提供すること、並びに（３）上記のようなコヒーレント光発生装置を用いた光情報処理装置を提供すること、を目的とする。
【００２０】
【課題を解決するための手段】
本発明の光波長変換素子は、非線形光学結晶と、該非線形光学結晶に形成した周期状の分極反転構造と、を備え、該分極反転構造が、単一の周期Λ0を有する単一周期部分と、徐々に周期が変化しているチャープ周期部分と、を有していて、そのことによって、上記の目的が達成される。
【００２１】
例えば、前記単一周期部分が前記分極反転構造のほぼ中心部近傍に位置し、前記チャープ周期部分が該分極反転構造の両端近傍に位置している。
【００２２】
本発明の他の光波長変換素子は、非線形光学結晶と、該非線形光学結晶に形成した周期状の分極反転構造と、を備え、該分極反転構造の周期が、Λ-m、Λ-(m-1)、・・・、Λ-2、Λ-1、Λ0、Λ1、Λ2、・・、Λm-1、Λmと表される分極反転周期であり、該分極反転周期は、位相不整合量の分布ｆ（ｚ）を有しており、該分布ｆ（ｚ）は、
ｆ（ｉ＊Λ0）＝（Λ1＋Λ2＋・・・＋Λi）−ｉ＊Λ0、及び
ｆ（−ｉ＊Λ0）＝（Λ-1＋Λ-2＋・・・＋Λ-i）−ｉ＊Λ0、
但し、ｉ＝１、２、３、・・・
なる関係を満足し、ｚ＝０の近傍で、ｆ（ｚ）＝０となり、更に、該分布ｆ（ｚ）は、ｆ（ｉ＊Λ0）＝−ｆ（−ｉ＊Λ0）なる関係を満足し、該分布ｆ（ｚ）の少なくとも一部において、２次の微分係数が該非線形光学結晶の端部に向かって増大しており、そのことによって、前述の目的が達成される。
【００２３】
ある実施形態では、前記分極反転構造の全長をＬとすると、前記分布ｆ（ｚ）が、
ｆ（ｚ）＝ａ・｜ｓｉｎ（ｂｚ）｜m             ｚ＞０
ｆ（ｚ）＝−ａ・｜ｓｉｎ（ｂｚ）｜m           ｚ＜０
であり、２＜ｍ＜６及びｂ・Ｌ／２＜０．５・πなる関係を満足する。
【００２４】
他の実施形態では、前記分布ｆ（ｚ）が
ｆ（ｚ）＝ａ・｜ｚ｜m                         ｚ＞０
ｆ（ｚ）＝−ａ・｜ｚ｜m                       ｚ＜０
であり、２＜ｍ＜４なる関係を満足する。
【００２５】
本発明の更に他の光波長変換素子は、互いに等しい分極反転構造を有する複数の非線形光学結晶と、該非線形光学結晶の間に配置された位相制御部と、を備え、該位相制御部が、該非線形光学結晶とは異なる周期の分極反転構造から構成されていて、そのことによって、前述の目的が達成される。
【００２６】
好ましくは、前記分極反転構造の全長をＬとすると、前記光波長変換素子の両端における位相不整合量を規格化した値の絶対値｜ｆ（Ｌ／２）／Λ0｜が、０．４〜１の値を有する。
【００２７】
上記の構成において、前記非線形光学結晶の中で基本波が高調波に変換され、該基本波の伝搬損失が、該高調波の伝搬損失のほぼ半分であり得る。
【００２８】
本発明の他の局面によれば、上記のような本発明の光波長変換素子と、レーザ光源と、を備え、該レーザ光源の光が、該光波長変換素子により波長変換されているコヒーレント光発生装置が提供される。
【００２９】
例えば、前記レーザ光源は、波長可変機能を有する半導体レーザである。
【００３０】
例えば、前記半導体レーザが高周波重畳されている。
【００３１】
好ましくは、前記光波長変換素子の波長許容度が、前記半導体レーザの縦モード間隔より広い。
【００３２】
本発明の他の局面によれば、上記のような本発明のコヒーレント光発生装置と、集光光学系と、を備え、該コヒーレント光発生装置から出射されるコヒーレント光を該集光光学系により集光している光情報処理装置が提供される。
【００３３】
【発明の実施の形態】
本発明は、非線形光学効果を利用した光波長変換素子における出力の安定化を目的とした素子構造、並びにそれを用いたコヒーレント光源及び光情報処理装置に関する。具体的には、光波長変換素子を構成する分極反転の周期構造に特別な構造を用いることで、広い波長許容度を有し、かつ平坦なピークを有する位相整合特性を実現する方法を新たに提供する。
【００３４】
より具体的には、以下に示す４つの項目：
・単一周期構造と線形チャープ構造を組み合わせた分極反転構造を有する非線形光学素子
・関数ｆ（ｚ）を用いて分極反転周期構造を変調した場合の非線形光学素子
・半導体レーザと光波長変換素子とから構成されるコヒーレント光源において、常に安定な出力特性の実現が可能な構造
・出力が安定化されたコヒーレント光発生装置と集光光学系とにより、安定な特性を有する光情報処理装置の構造
について、実施の形態を用いてそれぞれ説明する。
【００３５】
（擬似位相整合の原理について）
まず最初に、擬似位相整合型ＳＨＧ素子における光波長変換及び位相整合について、説明する。
【００３６】
２次の非線形光学効果を利用した光の波長変換には、第２高調波発生、パラメトリック発生、和周波発生、差周波発生などの方式があるが、何れの方法においても、波長λ１、波長λ２、波長λ３の３つの光の相互作用により、光の波長変換が行われる。このとき、光の波長は、
１／λ１＝１／λ２＋１／λ３                              （１）
の関係を満足しなければならない。
【００３７】
例えば、第２高調波発生は、λ２＝λ３の場合であり、このときに式（１）は、
１／λ１＝２／λ２                                          （２）
となり、基本波の波長λ１に対して、半分の波長λ２を有する光が発生する。
【００３８】
パラメトリック発生は、波長λ１の基本波に対して、波長λ２及びλ３の光がそれぞれ発生する現象である。また、波長λ２の光と波長λ３の光とに対して、波長λ１の光が発生する現象が和周波発生、一方、波長λ１の光と波長λ２の光とから波長λ３の光が発生する現象が、差周波発生である。
【００３９】
これらの波長変換において、高効率の波長変換の実現に必要になることが、位相整合条件の成立である。位相整合とは、波長変換に関係する３つの光の波長λ１、λ２、λ３の波長の位相関係が、伝搬する媒質（例えば、非線形光学結晶、光導波路等）において整合することであり、
Ｎ１・２π／λ１＝Ｎ２・２π／λ２＋Ｎ３・２π／λ３        （３）
の関係を満足することである。ここで、Ｎ１，Ｎ２，Ｎ３は、波長λ１、λ２、λ３の光が実際に感じる光の屈折率（実効屈折率）であり、光導波路の場合及びバルク結晶の場合では異なり、また、光の偏光方向などによっても異なる。
【００４０】
２次の非線形光学効果における３つの波長の位相関係は、伝搬方向の距離ｚに対し、
Ａ・ｅｘｐ｛i（−Ｎ１・２π／λ１＋Ｎ２・２π／λ２
＋Ｎ３・２π／λ３）ｚ｝                                （４）
で表され、距離に対する光の変換効率は、式（４）の距離ｚに対する定積分値の２乗に比例する。例えば、式（３）の条件が満足されない式（４）は、
Ａ・ｅｘｐ｛i・β・ｚ｝                                    （５）
となり、その積分値は振動関数となって、Ａ／βの値以上にはならない。
【００４１】
一方、式（３）の条件が満足された場合、式（４）は、
Ａ                                                          （６）
となり、その積分値はＡ・ｚとなって、距離に比例して増大する。この状態が位相整合条件を満足した場合で、変換効率は距離の二乗に比例して増大し、高効率の変換を可能にする。
【００４２】
ところが、一般に全ての物質は波長分散を有しており、その屈折率は光の波長によって変化する。従って、式（１）と式（２）とを同時に満足することは難しい。これを解決する方法が、非線形分極の周期状な反転を利用した擬似位相整合である。擬似位相整合では、周期Λの非線形グレーティング構造を設けることで、式（３）の伝搬定数の関係に、グレーティングによる伝搬ベクトルを付加することが可能となる。即ち、周期Λの分極反転構造を非線形光学結晶内に形成した場合、式（４）の位相関係は、
Ａ’・ｅｘｐ｛i（−Ｎ１・２π／λ１＋Ｎ２・２π／λ２
＋Ｎ３・２π／λ３−ｑ・２π／Λ）ｚ｝              （７）
但し、ｑ＝１、２、３・・・・
で表され、ｑ＝１のときを１次の周期構造、ｑ＝２のときを２次の周期構造とよぶ。即ち、非線形グレーティング構造によって位相不整合量（−Ｎ１・２π／λ１＋Ｎ２・２π／λ２＋Ｎ３・２π／λ３）を相殺することで、位相整合条件を成立させることが可能となる。
【００４３】
擬似位相整合条件を成立させるための分極反転周期は、１次周期構造の場合、式（１）より、
−Ｎ１・２π／λ１＋Ｎ２・２π／λ２＋Ｎ３・２π／λ３
＝２π／Λ                                              （８）
と導き出せる。例えば、第２高調波発生の場合、式（８）より
Λ＝λ１／２（Ｎ２−Ｎ１）                                  （９）
が得られる。
【００４４】
（位相不整合量について）
本願発明者らは、周期状分極反転構造における位相整合の不整合状態を制御することで、位相整合波長許容度の制御が効率的に行えることを見出した。即ち、分極反転構造を、図１（ａ）に示すように、Λ-m、Λ-(m-1)、・・・、Λ-2、Λ-1、Λ0、Λ1、Λ2、・・・、Λm-1、Λmと表される分極反転周期を有する分極反転領域６０１が配置された構造とし、グレーティングの全長Ｌを、
Ｌ＝Λ-m＋Λ-(m-1)＋・・・＋Λ-2＋Λ-1＋Λ0＋Λ1＋Λ2＋・・・＋Λm-1＋Λm
とする。また、位相不整合量の分布関数としてｆ（ｚ）を仮定し、
ｆ（ｉ＊Λ0）＝（Λ1＋Λ2＋・・・＋Λi）−ｉ＊Λ0、及び
ｆ（−ｉ＊Λ0）＝（Λ-1＋Λ-2＋・・・＋Λ-i）−ｉ＊Λ0、
但し、ｉ＝１、２、３、・・・
とする。位相不整合量ｆ（ｚ）を規格化すると、
ｆ（ｚ）／Λ0                                         （１０）
で表される。以下の位相不整合量は、上記の規格化された値とする。
【００４５】
分極反転構造の周期Λ0における位相整合条件は式（９）で表され、これを満足する基本波波長λ０に対して、位相整合条件が成立する。
【００４６】
次に、従来の分極反転構造における位相不整合量の発生について説明する。
【００４７】
中心波長λ０の基本波に対して、分極反転構造の周期をΛ0からずらした場合に、位相不整合量がどのように発生するかを、図２（ａ）及び（ｂ）を参照して説明する。
【００４８】
例えば、従来技術として示したチャープ状に変化する周期構造の場合、分極反転周期のｚ方向の距離に伴う変化を図示すると、図２（ａ）となる。周期が直線的に変化することより、位相不整合量は線形関数の積分となり、２次関数で表されて、図２（ｂ）に示すような変化となる。
【００４９】
また、従来技術で示されている分割周期構造に関して、３分割構造による位相整合波長許容度を実現した構造として、異なる周期Λ１、Λ２、Λ３を有する分極反転構造と位相制御部δ１及びδ２とからなる分極反転構造における、分極反転周期のｚ方向の距離に伴う変化を図２（ｃ）に、位相不整合量の関係を図２（ｄ）に示す。中心周期をΛ２とし、中心周期に対する位相不整合量を図示している。この場合の位相不整合量は、位相制御部で発生した位相不整合量と、周期の異なる分極反転構造で発生した位相不整合量と、の和となる。また、周期状の分極反転構造内に位相シフト部を形成した場合も、同様に位相不整合を表すことができる。
【００５０】
一方、位相シフトだけを与えた構造では、分極反転周期は一定であるから、図３（ａ）に示すように、分極反転周期は距離ｚに関係なく一定である。しかし、位相不整合量は、図３（ｂ）に示すように、位相制御部で発生している。
【００５１】
（擬似位相整合の課題について）
ここでは、擬似位相整合を利用した光波長変換素子における課題である、位相整合波長の許容度について説明する。
【００５２】
擬似位相整合による波長変換では、非線形グレーティングにより位相整合条件を擬似的に成立させ、素子長の２乗に比例して高い変換効率を実現できる。しかし、グレーティングの作用長に反比例して、位相整合条件を満足させる波長許容度の幅が減少する。例えば、素子長１０ｍｍのＬｉＮｂＯ3を用いた擬似位相整合型のＳＨＧ素子において、波長８５０ｎｍの光を波長４２５ｎｍの第２高調波に変換する場合を例にとると、分極反転の周期は約３．２μｍとなる。このとき、擬似位相整合条件を成立させるための基本波の波長許容度は、半値全幅で０．１ｎｍ以下となる。この値は、安定な波長変換を行う場合には非常に厳しい値であり、周辺温度などの環境変化により、出力が不安定になるという問題がある。
【００５３】
以下では、本発明の具体的な幾つかの実施の形態を、添付の図面を参照して説明する。
【００５４】
（実施の形態１）
ここでは、広い波長許容度を有する光波長変換素子の構造について述べる。具体的には、位相不整合量の分布を制御して、光波長変換素子の波長許容度を拡大している。
【００５５】
本願発明者は、光波長変換素子の位相整合波長の許容度を拡大する新たな方法を見出した。本発明の光波長変換素子は、図１（ａ）に示すように、周期状の分極反転領域６０１の周期を部分的に変化させることにより、位相整合波長許容度を拡大する。より具体的には、図１（ｂ）に示すように、単一周期の分極反転構造を有する単一周期部６０３とチャープ状の周期構造を有するチャープ周期部６０２とを組み合わせることで、位相整合波長の許容度を拡大する。これによって、広い波長許容度を有すると同時に、基本波の波長変動に対する高調波の出力変化を極端に少ないレベルに抑制することができる。すなわち、ピークフラットなチューニングカーブが実現される。更に、波長許容度拡大による波長変換効率の低下を最小限に抑え、波長許容度の拡大と高効率特性とを同時に達成することができる。また、位相整合特性の設計の自由度が増し、波長許容度の拡大率を自由に設計できる。
【００５６】
従来より、いくつかの構造で、位相整合波長許容度の拡大が可能であることが示されている。これらは、例えば、１）分割周期構造（周期の異なる分極反転構造を組み合わせた構造）や、２）チャープ状の周期構造である。しかし、従来の方法では、波長許容度の大幅な拡大は可能であるが、位相整合カーブのピーク近傍に大きなリップルが生じるため、ＳＨＧの出力を安定に保つことは困難であった。
【００５７】
これに対して本願発明では、この分極反転構造に特別な工夫を加えることで、波長許容度の拡大と、ピークフラットな位相整合特性の実現とを可能にした。即ち、従来の光波長変換素子との構造上の違いは、位相不整合量に着目し、この分布の制御により、位相整合特性の設計を可能にした点である。
【００５８】
分割周期構造における分極反転周期及び位相不整合量とｚ方向の距離との関係を、図４（ａ）及び（ｂ）にそれぞれ示す。２分割の分割周期構造は、図４（ａ）の分極反転周期の図からわかるように、分極反転構造の中心に対して、２つの異なる周期構造を組み合わせて構成されている。この場合、位相不整合量の発生は、図４（ｂ）に示すように、１次関数と位相シフトとの組み合わせで表される。このときの位相整合特性には、図４（ｃ）に示すように、大きなリップルを生じている。
【００５９】
一方、従来のチャープ構造における分極反転周期及び位相不整合量とｚ方向の距離との関係を、図５（ａ）及び（ｂ）に示す。このとき、位相不整合量は、２次関数に従って発生する。また、このときの位相整合特性を、図５（ｃ）に示す。図４（ｃ）に比べて、図５（ｃ）におけるピーク近傍のリップルが、かなり低減されている。このことより、本願発明者らは、位相不整合量の発生が、１次関数から２次関数に従うようになることで、位相整合特性のピーク近傍におけるリップルの大きさが低減されていると推測した。
【００６０】
そこで、本願発明者らは、位相不整合量が幾つかの関数系に従って発生（分布）する構造に関して、検討を行った。
【００６１】
まず最初に、高次のべき関数に従って位相不整合量を発生させる構造を検討した。分極反転構造としては、周期Λ０を中心として中心対称な構造を仮定し、位相整合特性を計算した。即ち、
ｆ（ｚ）＝ａ・｜ｚ｜ｍ          ｚ＞０
ｆ（ｚ）＝−ａ・｜ｚ｜ｍ        ｚ＜０
とし、ｆ（ｚ）を、分極反転周期構造の中心対称な奇関数のべき関数として設計を行って、ピークフラットに最も近い形状を有する位相整合カーブ（チューニングカーブ、すなわち位相整合特性）を、べき関数の次数ｍの幾つかの値について求めた。その結果を図６に示す。
【００６２】
図６にて、（１）はａ＝Λ0×１．２×１０-4、ｍ＝１、（２）はａ＝Λ0×２．５×１０-8、ｍ＝２、（３）はａ＝Λ0×６．３×１０-12、ｍ＝３、及び（４）はａ＝Λ0×３．２×１０-15、ｍ＝４の場合の結果を、それぞれ示している。
【００６３】
具体的には、図６において、カーブ（１）は２分割周期構造の場合に相当し、周期の異なる２つの分極反転構造を結合させた場合である。カーブ（２）は、線形チャープ構造の場合に相当し、直線的に分極反転周期が変化している場合を示す。図６から分かるように、カーブ（１）及び（２）はともに位相整合カーブのピーク近傍で変動が大きく、フラットピーク特性を得ることができない。これに対して、カーブ（３）では、ピークフラットな特性が得られた。更に、ｍ＝４である（４）になると、最大値の値が低下している。
【００６４】
以上の結果より、べき関数の場合は、次数ｍが２＜ｍ＜４の場合に、ピークフラットな位相整合特性が得られることが明らかになった。特に、ｍ＝３の近傍で、図６のカーブ（３）に示すように、非常にフラット位相整合特性が得られた。すなわち、従来の線形チャープ構造（ｍ＝２の場合）に比べて、次数ｍの値を大きくすることで、ピークフラットな位相整合特性を実現できることが明らかになった。
【００６５】
また、より良好なピークフラット特性を実現するには、位相不整合量の分布が従う関数ｆ（ｚ）に、幾つかの規制を設ける必要があることが判明した。
【００６６】
関数ｆ（ｚ）は、分極反転構造の中心を原点とする奇関数であることが好ましい。これは、位相整合特性が対称構造となり、効率が最も高くなる構造である。しかし、光の伝搬損失や変換効率が高まった場合には、基本波が高調波に変換されてその強度が低下する現象（ポンプデプレッション）等の影響で、分極反転構造から発生する高調波変換効率の対称性が崩れる場合があるため、分極反転構造の中心は、僅かにずれる場合もある。
【００６７】
また、ピークフラットな位相整合特性が得られた場合の規格化された位相不整合量の分布（式（１０）で規定）を、図７に示す。図７のカーブ（１）（２）（３）（４）は、それぞれ図６のカーブ（１）（２）（３）（４）に対応している。
【００６８】
分極反転構造の両端の位相不整合量の値は、図７から分かるように、０．５〜１の近傍に集中している。カーブ（４）の場合にだけ２に近い値をとるが、図６からわかるように、この場合の位相整合カーブは、ピークフラット形状とかなり異なった値を取っている。
【００６９】
これより、ｆ（ｚ）の関数の次数ｍに関係なく、位相不整合量が分極反転構造の両端で０．５〜１の近傍の値をとる場合に、位相整合特性はピークフラットな形状に近づくことが確認された。それ以外の範囲では、リップルが大きすぎるために、良好な特性は得られなかった。
【００７０】
更に、図７に示す位相不整合量の発生を観測すると、ピークフラットな位相整合特性を実現する関数ｆ（ｚ）としては、次数の高いべき関数のみならず、他の関数系も使用し得ると推測された。そこで、ｆ（ｚ）として三角関数を用いることを試みた。具体的には、周期Λ０を中心周期として、
ｆ（ｚ）＝ａ・｜ｓｉｎ（ｂｚ）｜ｍ          ｚ＞０
ｆ（ｚ）＝−ａ・｜ｓｉｎ（ｂｚ）｜ｍ        ｚ＜０
として計算した。
【００７１】
まず、ｂの値について検討したところ、ｂの値が大きくなると、ｆ（ｚ）はｓｉｎ関数であるため振動する。このとき、変換効率は大幅に低下した。ｆ（ｚ）が増加または減少関数であるときのみ、ピークフラットでかつ効率の高い位相整合特性が得られた。従って、分極反転構造の中心から端までの距離Ｌ／２に対して、ｂ・（Ｌ／２）＜０．５πでなけらばならないことが明らかになった。
【００７２】
次に、次数ｍについて検討するために、多項式の場合と同様に、ｍの値と位相整合特性との関係を計算した。それらの結果を、図８Ａ（ａ）〜８Ｄ（ｂ）に示す。具体的には、ｍ＝２の場合の位相整合カーブ及びそのときの規格化された位相不整合量の分布を、図８Ａ（ａ）及び（ｂ）に、ｍ＝３の場合の位相整合カーブ及びそのときの規格化された位相不整合量の分布を、図８Ｂ（ａ）及び（ｂ）に、ｍ＝４の場合の位相整合カーブ及びそのときの規格化された位相不整合量の分布を、図８Ｃ（ａ）及び（ｂ）に、ｍ＝５の場合の位相整合カーブ及びそのときの規格化された位相不整合量の分布を、図８Ｄ（ａ）及び（ｂ）に、それぞれ示している。
【００７３】
図８Ａ（ａ）、図８Ｂ（ａ）、図８Ｃ（ａ）、及び図８Ｄ（ａ）を参照すると、図８Ａ（ａ）に示すｍ＝２の場合は、ピークフラット部にリップルが生じているが、図８Ｂ（ａ）、図８Ｃ（ａ）、及び図８Ｄ（ａ）に示すｍ＝３〜５の場合においては、ほぼピークフラットな特性が得られた。例えば、図８Ｂ（ａ）に示すｍ＝３の場合には、カーブ（３）、（４）、（５）にて、ほぼピークフラットな特性が得られた、このときの位相不整合量は、０．６〜０．７程度であった。また、図８Ｃ（ａ）に示すｍ＝４の場合は、カーブ（３）、（４）、（５）にて、ほぼピークフラットな特性が得られた。このときの位相不整合量は、０．６〜０．７程度であった。また、図８Ｄ（ａ）に示すｍ＝５の場合には、カーブ（２）、（３）、（４）、（５）にて、ほぼピークフラットな特性が得られた。このときの位相不整合量は、０．５〜０．８近傍であった。
【００７４】
また、ピークフラットな特性が得られたｍ＝３〜５の場合については、計算に用いたａ及びｂの値を、該当する各々の図面中に記している。これらの結果より、ｂの値が０．００００５〜０．０００３の範囲に設定されている場合でのみ、ピークフラットな特性が得られることが分かる。
【００７５】
一方、図示していないが、ｍ＝６の場合には、ピーク値の値が大幅に低下した。
【００７６】
従って、次数ｍが２＜ｍ＜６の範囲で、ピークフラットな特性が得られることが分かった。ただし、ｍの値は実数である。
【００７７】
また、位相不整合量の分布に関しては、図８Ａ（ｂ）、図８Ｂ（ｂ）、図８Ｃ（ｂ）、及び図８Ｄ（ｂ）を参照すると、分極反転構造の両端における規格化した位相不整合量の値は何れも、０．５〜１の値を取っていることがわかる。規格化した位相不整合量の値が１以上になると変換効率の大幅な低下が生じ、０．５以下になると、位相整合カーブのリップルが増大している。
【００７８】
これより、ピークフラット位相整合カーブを得るには、周期構造の両端における位相不整合量の値を０．５〜１の範囲に限定しなければならない。
【００７９】
また、位相不整合量の分布が従うべき関数ｆ（ｚ）としてｔａｎ（ｚ）関数のべき関数を用いた場合も、同様にピークフラットな位相整合特性が得られた。
【００８０】
以上の結果、位相不整合量の分布が従うべき関数ｆ（ｚ）としては、２次より大きなべき関数、または三角関数（ｓｉｎ関数或いはｔａｎ関数）を用いることで、ピークフラットな特性を実現できた。更に、べき関数と三角関数との組み合わせ、例えばｆ（ｘ）＝ａｘn＊｜ｓｉｎ（ｂｘ）｜mまたはｆ（ｘ）＝ａｘn＊｜ｔａｎ（ｂｘ）｜mでも、ピークフラットな位相整合特性が実現できた。このとき、２＜ｎ＊ｍ＜６の範囲で、ピークフラットな特性が得られた。
【００８１】
次に、ピークフラットな位相整合特性が実現可能な位相不整合量分布を、図７、図８Ａ（ｂ）、図８Ｂ（ｂ）、図８Ｃ（ｂ）、及び図８Ｄ（ｂ）から分析した。
【００８２】
これより、ピークフラットな位相整合特性を実現する位相不整合量分布を実現するためには、分極反転構造の中心部に、位相整合波長の中心波長と整合するほぼ単一周期Λ0を有する単一周期構造の部分が存在し、かつ、位相不整合量が、分極反転周期構造の両端に向かって徐々に増大する構造が必要であることが分かる。更に、図示されているいずれの位相不整合量分布においても、ｆ（ｚ）は、その傾きが増大する部分を有する。更に分析すると、べき関数及びｓｉｎ関数ともに、次数ｍとして２以上の値が必要であって、ｆ（ｚ）の２次の微分係数が、分極反転構造の両端に向かって増大する部分を有している必要がある。更に、分極反転構造の両端における位相不整合量の規格化した値｜ｆ（ｚ）／Λ0｜の値は、いずれの場合においても、０．５〜１の範囲となっている。これらの条件を満足する位相不整合量分布を与えれば、位相整合特性をピークフラットな形状に設計できる。
【００８３】
次に、図７に示す位相不整合量分布の特性を、より簡便な構成で実現する方法について検討した。
【００８４】
ピークフラットな位相整合特性を実現するには、図７に示した位相不整合量の分布を、分極反転周期構造に与えればよい。即ち、分極反転周期構造に、上記で図７及び図８Ａ（ａ）〜８Ｄ（ｂ）を参照して説明した位相不整合量の分布を近似的に与えることで、同様の位相整合特性が得られる。ここで、図７及び図８Ａ（ａ）〜８Ｄ（ｂ）においてピークフラットな位相整合特性を実現した位相不整合量分布を近似的に表せば、分極反転構造の中心近傍では中心周期Λ0の単一周期構造をとり、分極反転構造の両端近傍で位相不整合量が増加する構造が必要である。
【００８５】
そこで、図９（ａ）及び（ｂ）に示すような位相不整合量分布特性を設定した。分極反転構造としては、図９（ａ）に示すように、中心部は周期Λ0であり、端に向かって、分極反転周期がチャープ状に変化している。位相不整合量分布としては、図１０（ｂ）に示すように、中心近傍は単一周期のために位相不整合量は０であり、両端には、距離に依存して増大する位相不整合量分布を有している。位相不整合量の増加の傾きも、両端に向かって増加するように設定されている。このような、単一周期構造とチャープ周期構造とを組み合わせた構造により、図６とほぼ等しい位相整合特性が実現できた。
【００８６】
更に、図７に示した位相不整合量分布を近似した他の構造についても、検討した。
【００８７】
即ち、中心周期をΛ0とし、分極反転構造の一方の端に向かって周期Λ0＋α１及びΛ0＋α２の分極反転領域を設け、反対側の端に向かって周期Λ0−α１及びΛ0−α２の分極反転領域を設ける（ただし、α２＞α１）。これは、べき関数に従って変化する位相不整合量分布を、２つの領域の間で周期が変化している構造に簡略化した５分割分極反転構造である。この構造では、分極反転周期が、中心から端に向かって２段階に分かれて変化し、その変化量は端に近いほど大きい。これは、べき関数を近似した構造であって、周期構造の端に向かって位相不整合が増大する構造である。
【００８８】
実際には、図１０（ａ−２）、（ｂ−２）、（ｃ−２）、（ｄ−２）にそれぞれ示すようなグレーティング長（距離）依存性を有する位相不整合量分布についてシミュレーションを行って、各場合の位相整合特性を求めたところ、図１０（ａ−１）、（ｂ−１）、（ｃ−１）、（ｄ−１）にそれぞれ示す特性が得られた。これらの図に描かれている特性を比較すれば、位相不整合量のグレーティング長（距離）依存性を変えることで、ピークフラットに近い特性を呈する構造が実現でき、これによって、位相整合波長許容度も自由に設計できることがわかる。また、グレーティングの両端での位相不整合量の大きさが大きくなるにつれて、許容度が拡大していることが分かる。グレーティングの両端における位相不整合量の値として、０．５〜１の範囲である場合に、ほぼピークフラットな位相整合特性が実現できた。
【００８９】
上記の構造と位相シフト構造との違いは、より広い範囲に位相整合特性を拡大できる点である。等しい周期を有する分極反転構造に位相シフトを挿入する位相シフト構造の場合、０．８５μｍの位相整合波長に対する波長許容度の拡大範囲は、位相整合波長領域を同程度の大きさに３分割する構造の場合で、０．１〜０．１３ｎｍ程度である。これに対して、本発明の構造では、０．２ｎｍ以上に波長許容度を拡大できる。
【００９０】
分割数を更に増やすと、よりピークフラットな特性が実現できる。例えば、７分割構造の場合について、図１１（ａ−２）、（ｂ−２）、（ｃ−２）、（ｄ−２）にそれぞれ示すようなグレーティング長（距離）依存性を有する位相不整合量分布についてシミュレーションを行って、各場合の位相整合特性を求めたところ、図１１（ａ−１）、（ｂ−１）、（ｃ−１）、（ｄ−１）にそれぞれ示す特性が得られた。これより、分割数を増加させてもピークフラットに近い位相整合特性が実現でき、波長許容幅も自由に設計できることが分かる。
【００９１】
以上より分かるように、ピークフラットな位相整合特性を実現する波長許容度拡大を実現する構造としては、中央部に位相不整合条件を満足する単一周期部分を有し、両端に向かって位相不整合量が増加する構造で、かつ位相不整合量の増加の傾きが両端に向かって増えていることが必要である。即ち、分極反転構造が、中央部に単一周期構造を有し、その両側には、分極反転の一方の端に向かって分極反転周期Λが減少するチャープ構造と、分極反転の他方の端に向かって分極反転周期Λが増大するチャープ構造と、を有しているときに、位相整合特性の波長許容度をピークフラットな形状で拡大できることが分かった。
【００９２】
なお、本実施の形態では、光波長変換素子の形状については述べなかったが、バルク型または光導波路型の何れの構造にも、本発明は適用可能である。光導波路型の構造に本発明を適用する場合には、導波光間で光波長変換を行うことで光の閉じ込めを強化し、かつ長い相互作用長を実現できるため、高効率の波長変換が可能であり有効である。また、バルク型の構造に本発明を適用する場合には、結晶を共振器構造内に設置することで、変換効率の大幅な向上が可能となる。
【００９３】
また、周期状の分極反転構造としては、ＬｉＮｂＯ3、ＬｉＴａＯ3、ＫＴＰにおいて短周期の分極反転構造の形成が可能であり、光波長変換素子として高効率の変換が達成できる。
【００９４】
（実施の形態２）
ここでは、位相シフト分極反転構造を他の構造により実現する方法について、説明する。
【００９５】
分極反転構造により波長許容度を拡大する方法として、位相シフト分極反転構造がある。これは、等しい周期を有する分極反転構造間に位相シフト部（位相制御部）を挿入し、位相整合波長許容度を拡大する方法である。この構造では、挿入された位相シフト部で、位相不整合量を発生する。
【００９６】
これに対して、本実施形態では、同様の位相不整合の発生を、異なる分極反転周期を有する周期構造を挿入することで実現する。具体的には、図１２（ａ）に示すように、従来の位相シフト部の代わりに、分極反転周期がΛ0である分極反転領域６１３の間に、周期の異なる分極反転領域６１４及び６１５、具体的には、周期Λ0＋αで＋δの位相シフトを与える分極反転領域６１４と周期Λ0−αで−δの位相シフトを与える分極反転領域６１５とを、位相制御部６１４及び６１５として挿入する。この場合の位相不整合量を図示すると、図１２（ｂ）となる。このように、位相シフトが、位相制御部６１４及び６１５で分布をもって形成される。ただし、位相整合特性は、従来の位相シフト部で位相シフトδを与えた場合に、ほぼ等しい。このような構成に基本波６０６を入射させれば、高調波６０７が得られる。
【００９７】
本実施形態の構成では、従来の位相シフト構造に比べて、ピークフラットな位相整合波長特性の許容度拡大率を大きくすることができる。従来の位相シフト構造の場合、０．８５μｍの位相整合波長に対する波長許容度の拡大範囲は、位相整合波長領域を同程度の大きさに３分割する構造の場合で、０．１〜０．１３ｎｍ程度である。これに対して、本発明の構造では、０．１８ｎｍ以上に波長許容度を拡大できる。このように波長許容度の拡大率の設計値が増大することで、より安定な出力特性を有する光波長変換素子が製造できる。
【００９８】
（実施の形態３）
ここでは、半導体レーザと光波長変換素子からなるコヒーレント光発生装置（コヒーレント光源とも称する）において、常に安定な出力特性の実現が可能な構造について述べる。
【００９９】
具体的には、本実施形態では、半導体レーザと光波長変換素子によりコヒーレント光源を構成する場合に、光波長変換素子から出射する高調波出力を安定化させるために、最低不可欠な光波長変換素子の波長許容度及びチューニングカーブ特性を明らかにしている。
【０１００】
図１３に、本実施形態によるコヒーレント光源の構造を示す。この構成は、光波長変換素子６２１と半導体レーザ６２２とから構成されて、光波長変換素子６２１は、入射部６２３と出射部６２４を有する。半導体レーザ６２２は、出射波長を可変できる機能を有しており、光波長変換素子６２１の位相整合条件を満足する波長に出射波長を合わせることで、出力の安定化を図っている。
【０１０１】
この様な構成において、光波長変換素子６２１から出射される高調波の出力安定化のために必要な特性について、検討した。
【０１０２】
半導体レーザの発振波長は、グレーティングフィードバックや波長フィルターを利用した光フィードバックにより、可変できる。また、半導体レーザにおける光導波路の一部にＤＢＲグレーティングを集積化し、ＤＢＲグレーティングの反射波長を温度やプラズマ効果を利用して可変することによっても、半導体レーザの発振波長を可変することが可能である。しかし、半導体レーザは、半導体レーザの共振器構造に起因する縦モード間隔でしか発振しないため、その発振波長は、飛び飛びの発振波長でのみ可変となる。例えば、０．１ｎｍ程度の間隔で、発振波長を制御できる。
【０１０３】
一方、光波長変換素子は、通常、波長許容度の非常に狭い特性を有する。例えば、素子長１０ｍｍのＬｉＮｂＯ3で作製した導波路型光波長変換素子などでは、０．１ｎｍ以下の半値全幅を有する。このときの光波長変換素子の位相整合特性と、半導体レーザの発振波長との関係を、図１４（ａ）及び（ｂ）に模式的に示す。図１４（ａ）及び（ｂ）において、６２５は半導体レーザの発振モード（縦モード）であり、６２６が光波長変換素子のチューニングカーブである。
【０１０４】
図１４（ａ）においては、チューニングカーブ６２６のピークと半導体レーザの発振モード６２５が重なっている。この場合、半導体レーザの縦モード６２５をチューニングカーブ６２６のピークの位置に調整することで、最大の高調波出力が得られる。ところが、図１４（ｂ）に示すように、チューニングカーブ６２６のピークが半導体レーザの縦モード６２５の中央近傍に位置する場合、半導体レーザの発振波長を調整しても、高調波の出力を最大にすることができなくなる。従って、このようなコヒーレント光源においては、半導体レーザの波長を調整しても、安定な高調波出力が得られない。
【０１０５】
これを解決するには、光波長変換素子のチューニングカーブの平坦部分が、少なくとも半導体レーザの縦モード６２５の間隔より広いことが要求される。チューニングカーブの平坦部分が半導体レーザの縦モード６２５の間隔より広い場合、すなわち、図１５（ａ）及び（ｂ）に示すチューニングカーブ６３６の場合には、チューニングカーブ６３６のピークと半導体レーザの縦モード６２５との位置関係に関わらず、高調波の最大出力が得られる。これによって、半導体レーザの波長を可変することで、出力の安定化を図ることができる。
【０１０６】
次に、半導体レーザからの出力を変調し、コヒーレント光源から出射する高調波出力を変調することを試みた。その結果、半導体レーザの発振波長のチャーピングの問題が明らかになった。半導体レーザのチャーピングとは、半導体レーザの出力を変調すると、出力強度に比例して半導体レーザの活性層の温度が変化し、これによって、半導体レーザの発振波長が変動する現象である。
【０１０７】
例えば、図１６（ａ）に示すように、半導体レーザの出力を一定の状態Ａから特定の周波数で変調する状態Ｂにすると、状態Ａと状態Ｂでは、平均の光強度が異なる。これによって、状態Ａ及びＢで、半導体レーザ活性層の温度が異なり、発振波長は、状態Ａから状態Ｂに変わった瞬間に、数１０μｓオーダで変化する。このときのコヒーレント光源からの高調波出力をモニターすると、図１６（ｂ）に示すように、出力が徐々に変化する。
【０１０８】
これに対して、先に図１５（ｂ）に示したように半導体レーザの縦モード間隔より広い波長許容度を有する光波長変換素子を用いて半導体レーザの変調特性を測定したところ、図１６（ｃ）に示すように、安定な変調特性が得られた。この特性を更に分析すると、半導体レーザの発振波長のチャーピング波長は、最大で、半導体レーザの縦モード間隔だけ変化することを見出した。すなわち、光フィードバックで半導体レーザの発振波長を安定化させても、半導体レーザの活性層の温度が変化することで、発振モードの波長が変動する。このために、発振波長が、最大で縦モード間隔だけ変動する。これを安定化させるためには、光波長変換素子のチューニングカーブがピーク近傍で平坦部を有し、かつ平坦部が半導体レーザの縦モード間隔より大きいことが重要であることが分かった。
【０１０９】
ここで注意しなければならないのは、光波長変換素子における波長許容度と変換効率とが、トレードオフの関係にあることである。すなわち、波長許容度を増大させるに従って、光波長変換素子の変換効率は低下する。従って、光波長変換素子の波長許容度の拡大は、必要最小限にとどめる必要がある。
【０１１０】
以上の結果、半導体レーザの波長を制御してコヒーレント光源を安定化させるには、光波長変換素子のチューニングカーブがピーク近傍で平坦であり、かつ平坦な部分が半導体レーザの縦モード間隔より大きい必要がある。チューニングカーブの平坦性は、コヒーレント光源に要求される出力変動の範囲に依存する。通常のレーザ光源では５％程度の出力変動が許されるが、このような場合には、半導体レーザの縦モード間隔に相当する波長範囲におけるチューニングカーブの平坦度は、５％以下であればよい。一方、更に厳しい特性が要求される用途においては、より平坦なチューニングカーブが要求される。
【０１１１】
上記の検討結果に基づいて、実施の形態１に示した光波長変換素子と半導体レーザによりコヒーレント光源を構成し、出力の安定化実験を行った。しかし、半導体レーザの波長調整することで光波長変換素子の位相整合波長に一致させ、高調波出力の安定化を図ったところ、出力が大きく変動し、設計通りの安定化が得られない場合があることが明らかになった。そこで、高調波出力変動の要因について更に検討を行うため、図１７に示すように、基本波の波長を連続的に変化させて、高調波出力の変化を観測した。
【０１１２】
その結果、光波長変換素子の許容度の範囲で、高調波出力が細かく変動していることが明らかになった。この原因を検討したところ、基本波及び高調波が光波長変換素子の入射部端面及び出射部端面でフレネル反射し、この光が互いに干渉することで、高調波出力を不安定にしていることが明らかになった。すなわち、入射部及び出射部における端面反射光が互いに干渉し、かつ波長の変化により光波長変換素子の光路長が変化することで、端面反射光の干渉度合いが変化して、出力を不安定にしている。更に、基本波出力を変調して高調波の出力を変調する場合にも、同様の出力変動が観測された。
【０１１３】
このように、半導体レーザを変調すると、半導体レーザの波長が変化するため、波長許容度を拡大した光波長変換素子を用いても出力の安定化が難しく、高調波の雑音レベルを大幅に増大させる。この問題を解決するためには、端面反射による干渉を防止する方法として、入射部または出射部の少なくとも何れか一方に、高調波及び基本波に対する反射防止膜を形成する。端面に反射防止膜を堆積することでフレネル反射を防止し、端面反射による干渉効果を低減できる。その結果、非常に安定な出力特性を有するコヒーレント光源を実現できる。
【０１１４】
更に、基本波に対する反射防止膜は、入射部及び出射部ともに形成するのが望ましい。半導体レーザでは、外部に出射した光が再び活性層内に戻ることで、雑音の増大や出力の変動などの問題が発生する。これを防止するために、基本波に対する反射防止膜は、出射部及び入射部の両方に形成することが望ましい。一方、高調波に対する反射防止膜は、入射部または出射部のどちらか一方でよいが、出射部に形成するのが望ましい。これは、出射部に高調波の反射防止膜を形成することで、端面のフレネル反射による損失を防止し、より高出力の高調波を得ることができるためである。
【０１１５】
従って、望ましい構成としては、出射部には、基本波及び高調波ともに反射防止効果を有する反射防止膜を形成し、入射部には、基本波に対する反射防止膜を形成する。
【０１１６】
入射部及び出射部における端面反射の干渉効果により高調波出力が不安定になる問題を解決する他の方法として、半導体レーザの駆動電流に高周波を重畳する方法がある。
【０１１７】
端面反射光が干渉を起こす原因として、光のコヒーレンスが高いために、互いに光が干渉しあうことがある。そこで、この点を克服するために、コヒーレンスを低下させて、干渉度を低減させることが考えられる。これは、半導体レーザの駆動電流を高い周波数で変調することでコヒーレンスを低下させる方法であって、数１００ＭＨｚ以上の高い周波数で変調を加える。このとき、半導体レーザの発振波長がシングルモードからマルチモードになって広がるが、このようなマルチモード化は、ＤＢＲグレーティング等を用いて強い光フィードバックを活性層内に帰還することで、防止できる。
【０１１８】
このように、半導体レーザに高周波を重畳することで、端面干渉を低減して、高調波出力の安定性を確保することができる。
【０１１９】
更に、高周波重畳には、光波長変換素子の効率を大幅に増大させるという特徴がある。光波長変換素子の効率は、基本波のパワーに比例して増大する。半導体レーザを高周波重畳で駆動すると、尖塔値の高いパルス列発振となり、各ピークの値が数倍から１０倍以上に増加する。このため、高強度のパルス光の波長変換となり、変換効率が大幅に増大する。実験では、２〜３倍以上の変換効率向上が観測された。この点からも、高周波重畳した半導体レーザを用いることは、有効である。
【０１２０】
更に、高周波重畳によって半導体レーザの発振波長の幅がわずかに広がる場合にも、波長許容度を拡大した光波長変換素子においては、半導体レーザの発振波長より広い波長許容度を実現することができるため、全ての光を効率よく波長変換することが可能となり、高効率で光波長変換が行える。
【０１２１】
（実施の形態４）
ここでは、光波長変換素子を用いたコヒーレント光発生装置について述べる。
【０１２２】
前述した実施形態による光波長変換素子の構成により、高効率で安定な光波長変換素子の実現が可能となる。そこで、本光波長変換素子を用いたコヒーレント光発生装置として、短波長光源の作製を試みた。この短波長光源は、波長８５０ｎｍ帯の半導体レーザと、集光光学系と、光波長変換素子より構成され、半導体レーザから出射された光を、集光光学系により光波長変換素子の導波路短面に集光し、導波モードを励起する。光波長変換素子の他の導波路端面より、波長変換されたＳＨＧ光が出射する。
【０１２３】
本発明によって変換効率が高い光波長変換素子が実現したため、上記のような構成を有する本実施形態の短波長光源（コヒーレント光発生装置）では、出力１００ｍＷ程度の半導体レーザを用いて、１０ｍＷの青色ＳＨＧ光が得られた。また、用いた波長変換素子は波長許容度が拡大されており、かつフラットなチューニング特性を有するため、波長変動に対して安定な出力特性が得られる。この結果、出力変動を５％以下に抑えることができる。
【０１２４】
４００ｎｍ帯の波長は、印刷製版、バイオエンジニアリング、蛍光分光特性などの特殊計測分野や、光ディスク分野など、広い応用分野において望まれている。本発明の光波長変換素子を用いた短波長光源は、出力特性及び動作安定性の両面から、これらの応用分野での実用化が可能である。
【０１２５】
なお、本実施の形態では、半導体レーザの光を集光光学系を用いて光導波路に結合させたが、半導体レーザと光導波路を直接結合させることも可能である。具体的には、ＴＥモード伝搬の光導波路を用いると、光導波路内の電界分布を、半導体レーザの導波モードと等しくすることが可能となるため、集光レンズなしでも高効率で結合できる。実験では、結合効率８０％で直接結合が可能であり、レンズ結合とほぼ同等の結合特性が得られることを確認した。直接結合を用いると、小型で低価格の光源が実現でき、有望である。
【０１２６】
更に、パラメトリック発振を利用しても、波長可変レーザの可変波長領域の拡大が可能である。
【０１２７】
周期状の分極反転構造を有する光波長変換素子とレーザ光源を用いれば、パラメトリック発振が可能である。パラメトリック発振によれば、波長λ３の基本波を入力すると、１／λ３＝１／λ１＋１／λ２の関係を満足する波長λ２のシグナル光及び波長λ１のアイドラー光を発生することが可能である。これより、波長λ３の基本波を用いて、上記の条件を満足する波長を有する光を、波長可変しながら出力することができて、波長可変なレーザ光源が実現できる。
【０１２８】
このようなパラメトリック発振を可能にする構成において、本発明の光波長変換素子を用いれば、広い波長許容度を有する光波長変換素子が実現できるため、安定な出力を得ることができる。
【０１２９】
更に、従来のパラメトリック発振で問題となっていた波長可変範囲の拡大を、実現できる。
【０１３０】
周期Λの分極反転構造を用いてパラメトリック発振を行った場合、Λ＝２ｍπ／（β３−β１−β２）の関係を満足する波長λ１の光と波長λ２の光が発生可能である。しかし、従来技術では、Λの条件を満足する波長許容度が狭いため、同一の周期構造内で発生条件を満足する波長の条件が狭く、波長可変の範囲が極端に狭いという問題があった。これに対して、本発明の光波長変換素子を用いると、位相整合波長許容度の拡大が、ピークフラットなチューニングカーブで実現する。これによって基本波の波長変動に対する許容度が拡大されるが、パラメトリック発振の場合は、シグナル光及びアイドラー光に対する波長許容をも、拡大することが可能となる。従って、従来の光波長変換素子では難しかった出力波長の可変波長範囲を、大幅に拡大できる。
【０１３１】
更に、ピークフラットなチューニングカーブを有しているため、出力強度をほぼ一定に保ったままで、発振波長を可変できる。
【０１３２】
（実施の形態５）
ここでは、本発明によって構成される光情報処理装置について、説明を行う。
【０１３３】
図１８に、本発明の光情報処理装置の構成を示す。図１８において、実施の形態６に示した特徴を有するコヒーレント光発生装置６４０から出た出力１０ｍＷのビームは、ビームスプリッタ６４１を透過し、レンズ６４２により、情報再生媒体である光ディスク６４３に照射される。光ディスク６４３からの反射光は、逆にレンズ６４２によりコリメートされ、ビームスプリッタ６４１で反射されて、光検出器６４４で信号が読みとられる。更に、コヒーレント光発生装置６４０の出力を強度変調することで、光ディスク６４３に情報を書き込むことができる。
【０１３４】
本発明によれば、コヒーレント光発生装置６４０を構成する光波長変換素子の許容度が拡大されているので、出力の安定化が図れて、外部の温度変化に対しても５％以下の出力変動に抑えることができる。
【０１３５】
更に、高出力の青色光の発生が可能となるため、読み取りだけでなく、上記のように、光ディスク６４３へ情報を書き込むことも可能となる。また、半導体レーザを基本波光源として用いることで、非常に小型になるため、民生用の小型の光ディスク読み取り／記録装置にも利用できる。
【０１３６】
光ディスク６４３への書き込みには出力を変調する必要があるが、本発明の光情報処理装置では、半導体レーザの出力強度を変調することで、コヒーレント光発生装置６４０からの出力変調を行っている。半導体レーザの波長を変調すると発振波長が変動するが、前述のように、光波長変換素子がフラットピークな位相整合特性を有するために、半導体レーザの変調による高調波出力の不安定性は発生しない。その結果、安定な変調出力特性が得られて、低ノイズの特性が実現される。
【０１３７】
更に、光波長変換素子の光導波路幅を最適化することで、出力ビームのアスペクト比の最適化が行える。例えば、光導波路上に光導波路幅より狭い高屈折率層を有する導波路構造を設けることで、出射ビームのアスペクト比を１:１に近づけることが可能となる。これによって、ビーム成形プリズムなどを用いずに光ピックアップの集光特性を向上させることが可能になって、高い伝達効率、優れた集光特性、低価格化が実現できる。更に、ビーム成形時に発生する散乱光のノイズが低減できて、ピックアップの簡素化が実現される。
【０１３８】
【発明の効果】
以上に説明したように、本発明によれば、光波長変換素子において、単一周期構造とチャープ周期構造とからなる分極反転構造を用いることで、ピークフラットな位相整合特性を実現できる。更に、位相不整合量の分布を利用して、光波長変換素子の位相整合特性を設計する新たな手法が提供される。この結果、光波長変換素子における位相整合波長許容度の設計自由度が大幅に増し、従来の１．５倍以上の波長許容度の拡大が実現した。この構成により、安定な出力特性を有する光波長変換素子の実現が可能となった。
【０１３９】
更に、光波長変換素子と半導体レーザにより構成するコヒーレント光発生装置（コヒーレント光源）において、出力安定化が実現される。具体的には、コヒーレント光発生装置に含まれる光波長変換素子が、半導体レーザの縦モード間隔より広い波長許容度を有し、かつ波長許容度内でチューニングカーブがフラットな特性を有することで、半導体レーザの波長を常に波長許容度内に安定化することが可能になる。その結果、コヒーレント光の出力変動を押さえて、安定な出力特性を有するコヒーレント光源を実現することが可能になり、その実用効果は大きい。
【図面の簡単な説明】
【図１】（ａ）は、本発明の光波長変換素子における分極反転構造の構成図であり、（ｂ）は、（ａ）の構造における分極反転周期の分布を表す図である。
【図２】（ａ）は、線形チャープ分極反転構造における分極反転周期の分布を表す図であり、（ｂ）は、線形チャープ分極反転構造における位相不整合量の分布を表す図であり、（ｃ）は、分割周期分極反転構造における分極反転周期の分布を表す図であり、（ｄ）は、分割周期分極反転構造における位相不整合量の分布を表す図である。
【図３】（ａ）は、位相シフトが存在する分極反転構造の分極反転周期の分布を表す図であり、（ｂ）は、位相シフトが存在する分極反転構造の位相不整合量の分布を表す図である。
【図４】（ａ）は、２分割された周期分極反転構造の分極反転周期の分布を表す図であり、（ｂ）は、２分割された周期分極反転構造の位相不整合量の分布を表す図であり、（ｃ）は、得られる位相整合特性（チューニングカーブ）を表す図である。
【図５】（ａ）は、線形チャープ周期の分割周期分極反転構造の分極反転周期の分布を表す図であり、（ｂ）は、線形チャープ周期の分極反転構造の位相不整合量の分布を表す図であり、（ｃ）は、得られる位相整合特性（チューニングカーブ）を表す図である。
【図６】本発明の分極反転構造において、位相不整合量分布が従う関数ｆ（ｚ）がべき関数の場合の位相整合特性を表す図であり、（１）次数ｍ＝１の場合、（２）次数ｍ＝２の場合、（３）次数ｍ＝３の場合、（４）次数ｍ＝４の場合である。
【図７】本発明の分極反転構造において、位相不整合量分布が従う関数ｆ（ｚ）がべき関数の場合の位相不整合量分布を表す図であり、（１）次数ｍ＝１の場合、（２）次数ｍ＝２の場合、（３）次数ｍ＝３の場合、（４）次数ｍ＝４の場合である。
【図８Ａ】（ａ）は、本発明の分極反転構造において、位相不整合量分布が従う関数ｆ（ｚ）が三角関数（次数ｍ＝２）の場合の位相整合特性を表す図であり、（ｂ）は、その場合の位相不整合量分布を表す図である。
【図８Ｂ】（ａ）は、本発明の分極反転構造において、位相不整合量分布が従う関数ｆ（ｚ）が三角関数（次数ｍ＝３）の場合の位相整合特性を表す図であり、（ｂ）は、その場合の位相不整合量分布を表す図である。
【図８Ｃ】（ａ）は、本発明の分極反転構造において、位相不整合量分布が従う関数ｆ（ｚ）が三角関数（次数ｍ＝４）の場合の位相整合特性を表す図であり、（ｂ）は、その場合の位相不整合量分布を表す図である。
【図８Ｄ】（ａ）は、本発明の分極反転構造において、位相不整合量分布が従う関数ｆ（ｚ）が三角関数（次数ｍ＝５）の場合の位相整合特性を表す図であり、（ｂ）は、その場合の位相不整合量分布を表す図である。
【図９】（ａ）は、本発明の光波長変換素子における位相整合特性を表す図であり、（ｂ）は、その場合の位相不整合量分布を表す図である。
【図１０】（ａ−１）、（ｂ−１）、（ｃ−１）、（ｄ−１）は、位相不整合分布がそれぞれ（ａ−２）、（ｂ−２）、（ｃ−２）、（ｄ−２）である場合（５分割構造）に得られる位相整合特性を示す図である。
【図１１】（ａ−１）、（ｂ−１）、（ｃ−１）、（ｄ−１）は、位相不整合分布がそれぞれ（ａ−２）、（ｂ−２）、（ｃ−２）、（ｄ−２）である場合（７分割構造）に得られる位相整合特性を示す図である。
【図１２】（ａ）は、本発明の位相制御部を有する分極反転構造において得られる位相整合特性を表す図であり、（ｂ）は、その場合の位相不整合量分布を表す図である。
【図１３】本発明のコヒーレント光発生装置の構造図である。
【図１４】（ａ）は、光波長変換素子のチューニングカーブの最大値と半導体レーザの発振波長とが一致している場合の、半導体レーザの発振波長と位相整合特性の関係を表す図であり、（ｂ）は、発振波長がチューニングカーブの最大値近傍からずれた場合における、半導体レーザの発振波長と位相整合特性の関係を表す図である。
【図１５】（ａ）は、本発明のコヒーレント光発生装置において、光波長変換素子のチューニングカーブの最大値と半導体レーザの発振波長とが一致している場合の、半導体レーザの発振波長と位相整合特性の関係を表す図であり、（ｂ）は、本発明のコヒーレント光発生装置において、発振波長がチューニングカーブの最大値近傍からずれた場合における、半導体レーザの発振波長と位相整合特性の関係を表す図である。
【図１６】（ａ）は、コヒーレント光発生装置における基本波の変調出力を示す図であり、（ｂ）は、従来の光波長変換素子を用いたコヒーレント光発生装置の出力変動を示す図であり、（ｃ）は、本発明の光波長変換素子を用いたコヒーレント光発生装置の出力変動を示す図である。
【図１７】コヒーレント光発生装置の基本波波長を変化させた場合の出力特性を表す図である。
【図１８】本発明の光情報処理装置の構成図である。
【図１９】従来の光波長変換素子の構成図である。
【図２０】従来の光波長変換素子の構成図である。
【図２１】（ａ）は、従来の２分割構造光波長変換素子における位相整合特性を表す図であり、（ｂ）は、従来の３分割構造光波長変換素子における位相整合特性を表す図である。
【符号の説明】
６０１  分極反転領域
６０２  チャープ周期部
６０３  単一周期部
６０６  基本波
６０７  高調波
６１３  分極反転領域
６１４  位相制御部
６１５  位相制御部
６２１  光波長変換素子
６２２  半導体レーザ
６２３  入射部
６２４  出射部
６２５  半導体レーザの発振モード（縦モード）
６２６  光波長変換素子のチューニングカーブ
６３６  本発明による光波長変換素子のチューニングカーブ
６４０  コヒーレント光発生装置
６４１  ビームスプリッタ
６４２  レンズ
６４３  光ディスク
６４４  光検出器
６１０１  ＬｉＮｂＯ3基板（非線形光学結晶）
６１０２  光導波路
６１０３  分極反転層
６１０５  分極反転領域
６１０６  位相制御部
【図１】
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【図２】
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【図３】
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【図４】
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【図５】
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【図６】
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【図７】
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【図８Ａ】
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【図８Ｂ】
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【図８Ｃ】
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【図８Ｄ】
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【図９】
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【図１０】
0004806114.tif 000014
【図１１】
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【図１２】
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【図１３】
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【図１４】
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【図１５】
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【図１６】
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【図１７】
0004806114.tif 000021
【図１８】
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【図１９】
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【図２０】
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【図２１】
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