光半導体導波路材料が光半導体導波路材料が備える非線形複素屈折率変調特性
える非線形複素屈折率変調特性のサブピコ秒時間分解評価
サブピコ秒時間分解評価・
秒時間分解評価・相互比較研究
電子工学専攻 光エレクトロニクス講座 上野研究室 博士前期 0932026 Nguyen Tuan Anh

1. 初めに光半導体導波路（Semiconductor Optical
Waveguide, SOW）を用いた全光ゲートは、
高速・低消費電力･集積化可能等の観点から、
将来の光デバイスとして有望視されている。
全光ゲートの高速化省エネルギー化の鍵は
SOWのキャリア緩和レート(Carrier Recovery
Rate, CRR)と非線形位相シフト量[1](Nonlinear Phase Shift, NPS )の向上にある。
その中で注目されているのはナノ構造を用いた高効率なSOWを利用し、超高速低消費電力の全光ゲートを実現した研究である[2]。
本研究では、我々は広帯域評価装置を開発・構築し、バルク型SOWの非線形複素屈
折率変調特性を系統的に評価した。その結果は更なる高速かつ低消費電力のSOW開発に役立つと期待される。

2. 100 nm波長可変
波長可変cwレーザ
波長可変 レーザ光源開発
レーザ光源開発

エタロンへの入射角を0 rad.からθ rad.に変えた時、透過スペクトルのピーク波長λpeakが、短波長側へ、連続的にΔλだけにシフトする。その相対比率Δλ/λpeakが、-2sin2(θ/(2nr)である。nrはエタロンの屈折率、
Δλはピーク波長シフト量である。Fig. 2.に、39.92 GHz 自由スペクトル間隔(Free Spectral
Range, FSR)を持つエタロンの入射角度に対するピーク波長シフト量の測定結果と計算結果を示す。計算結果と実験結果がよく一致することが分かる。40 GHz FSRのエタロンの場合、1550 nm 波長帯での有効な波長可変
幅は約0.3 nm である。この可変幅はcwレーザ光源の波長可変幅目標である100 nmに対して、小さすぎる。
E1
OI

E2
OI

OSA

WLS

2.1.原理原理：
原理：
39.92 GHz

E
OI

OI

OSA

WLS

Fig. 3. Experiment setup for observing peakwavelength shift of 2-cascaded etalons

39.92 GHz

この有効な波長可変幅を拡大するために、異なるFSR(41.31 GHz と39.92 GHz )を持つ
エタロン２つをカスケード接続した、バーニ
ア拡大効果[3]を利用する方法がある。Fig. 3はカスケードしたエタロンの透過スペクト
ル観測の実験構成の模式図を示す。光源からの白色光が2段エタロンに透過した後、OSAに入る。この実験構成で一つのエタロン角度を変えながら、透過スペクトルのピーク波長
シフトをOSAで観測する。
エタロンへの入射角を0 rad.からθ rad.に変えた時、透過スペクトルのピーク波長λ短波長側へ、Δλだけにシフトする。
peakが、
その相対比率Δλ/λpeakが、-2Averniersin2(θ/(2nr)である。nrはエタロンの屈折率、Δλはピーク波長シフト量、Avernierはバーニア拡大率である。バーニア拡大率は次のように定義される。Avernier=FSR2/(FSR2-FSR1)

WLS: White Light Source, OI: Optical Isolator,
E: Etalon, OSA: Optical Spectrum Analyzer

Wavelength (nm)Fig. 1. Experiment setup for observing peakwavelength shift of single etalon
1551
Single Etalon
1550

1549
0

41.31 GHz

WLS: White Light Source, OI: Optical Isolator,
E: Etalon, OSA: Optical Spectrum Analyzer

Measured
Calculated
0.02
0.04
Incident Angle (rad.)Fig. 2. Experiment result of single etalon’s
peak wavelength shift

Fig. 1 はエタロンの透過ピーク波長の入射
角依存の実験構成の模式図を示す。光源からの白色光がエタロンに透過した後、光スペク
トルアナライザ(OSA)に入る。この実験構成
でエタロン角度を変えながら、透過スペクト
ルのピーク波長シフトをOSAで観測する。

1

す。破線の計算結果が示すように2段エタロンのピーク・トゥ・ピーク消光比はバーニア拡大率の増加に伴い、減少していく。また、丸点で示した実験結果もこのトレードオフ傾向に従った。バーニア拡
大率が1000の場合、計算結果と実験結果が示すようにピーク・トゥ・ピーク消光比がほぼゼロになる。

1560 2-Cascaded Etalons
1540
1520
0

Measured
Calculated
0.02
0.04
Incident angle (rad.)Fig. 4. Peak wavelength shift of 2-cascaded
etalons

Extinction Ratio (dB)

しかし、バーニア拡大率が大きいほど、メ
インピーク透過率とサイドピークの透過率の差が小さくなる。この差が小さすぎると、
cwレーザ光源の波長選択性が劣化し、マル
チ波長発振が起こる。cwレーザ光源をシン
グル波長発振にするには、この差を十分大きく(3 dB以上)することが望ましい。カスケー
ドした2エタロンの透過率を決めるのはそれぞれのエタロンのピーク波長の差とそれぞれのエタロンのフィネスである。この研究では我々がピーク波長差に注目する。この差がゼロの場合、つまり、２つエタロンのピーク波長が一致する場合、その波長での透過率が最大になる。次に大きい透過率の波長は、最大透過率のピークからFSR相当した波長分に離れたところの波長である。
10
8
6
4

CalculatedFinesse=93, 93
Finesse=37, 37
MeasuredFinesse=93, 37
Finesse=93, 93

2
0 1
10

102
103
104
Magnification Factor
Fig. 5. Trade of relation between peak-to-peakextinction ration and Vernier magnification
rate in 2-cascaded etalons scheme
二つエタロンのFSR差が大きいほど、最大透過率のピークと次に大きい透過率のピークとの透過率差が大きくなる。しかし、二つエタロンのFSR差が大きいほど、バーニア拡大率が小さくなる。Fig.
5 は2段エタロンスキームでのピーク・トゥ・ピーク
消光比とバーニア拡大率のトレードオフ関係を示

22.2.広帯域波長可変
広帯域波長可変レーザ
広帯域波長可変レーザ光源
レーザ光源：
光源：
バーニア拡大率とピーク・トゥ・ピーク消光比のトレードオフ関係を解消し、広い波長可変幅（目標値：100 nm）と高い消光比（目標値：20 dB以上）の連続（continuous wave,
CW）レーザ光源を実現するため、エタロン
３つをカスケード接続する方式を提案した。
Fig. 6. に、それを利用した光源の模式図を、
示す。
E1

OI

E2
OI

OI
SOA

SOA
90
10

39.92
GHz

41.31
GHz

E3

OI

Output39.96 GHz

SOA: Semiconductor Optical Amplifier, E: Etalon,
OI: Optical Isolator

Fig. 6. Three-cascaded etalons CW laser lightsource

光源のSOA（Inphenix, Inc.）はバルク型広利得帯域（注入電流：100~250 mA）を使用した。エタロン1,2,3のFSRはそれぞれ39.92,
41.31, 39.96 GHzである。フィネスはそれぞれ93, 37, 93である。アイソレーターは逆方向の光がSOAの利得を消費する事を防ぐために、挿入してある。カスケード接続した光軸角度が調整可能なエタロン1, 3は広帯域の波
長可変バンドパスフィルタの役割を果たす。
エタロン2はその透過バンドをさらに狭める役割を果たす。この構成で光をSOAへ帰還し、十分な利得を与えた時、CWレーザが発振する。
Wavelength (nm)Intensity (dBm/nm)

Wavelength (nm)Fig. 4 に、2エタロンカスケード接続した時のピーク波長シフト量をを示す。シングルエ
タロンの結果と比べ、有効な波長可変幅が約32倍に拡大された。2段エタロン構成により有効波長可変幅を約10 nmまで拡大できた。

0

1560

1520

1480

1 2 3

6 7
4 5

8 9 10 11

195

200

-20
-40
-60
190

205

Optical Frequency (THz)
Fig. 7. 11-pattern wavelength of CW laser
light source従来では、NPSがcw光の周波数に比例す
Fig. 6. のcwレーザ光源構成では、エタロン1あるいはエタロン3の角度を変えることにより、発 る（ΔΦ=BfΔnpulse）と考えられたが、我々
振波長を約10 nmずつシフトさせることができる。 の系統的実験結果より、NPSの光周波数依存
Fig. 7. に、本方式で発生した11種類のCWレ 性は次のように帰納した。
ーザ光スペクトル（分解能1.3 GHz=10 pm）を、ΔΦ=B(f-f0)Δnpulse
B は比例係数、f とf0はそれぞれcw光の周示す。3段エタロン構成により波長可変幅が100nm、消光比は25 dB以上のcwレーザ光源を実 波数、伝導帯下端エネルギーレベルに相当した光周波数、Δnpulseはパルスが消費したキャ現できた。
リア密度である。
3. 広帯域NPSスペクトル
スペクトル評価実験
広帯域スペクトル評価実験

3.CRRととNPS評価評価の評価の実験構成：
実験構成：

(a)

λ: 1480 ~ 1580 nm

BS

Tunable laser
SOA

SOA

OSA

Nonlinear Phase Shift (∆Φ/π)MLLD
λ: 1555 nm, 12.5 GHz

AOM #1

+1.5

BS

(b)
+1

QH

Reference
Q
H

Measured
MeasuredLA

AOM #2

BS

SOA: Semiconductor Optical Amplifier
OSA: Optical Spectrum Analyzer

I=200mA:
I=150mA:PR
DS 2

Calculated
Calculated

Probe

DS 1

Pump
OPO
PBS H

+0.5

Fig. 9. Heterodyne pump probe measurement
system0170

光ヘテロダイン方式ポンプ・プローブ計測システム[4]を、Fig. 5.に示す。このシステム
Fig. 8. NPS spectrum measurement setup (a) ではSOAのNPSとCRRを同時に計測できる。
and result (b)光源（OPO）からTE-偏光、パルス幅1 ps、Fig. 8. は注入電流が200 mAと150 mA時 繰り返し周波数80 MHzのパルス光が出力さバルク型InGaAsPのSOAのNPSスペクトルの れる。偏光ビームスプリッタ（Polarization
実験実験構成の模式図（a）とその結果を示 Beam Splitter, PBS）によりポンプ光とプロー
す。この実験ではモードロックファイバレー ブ光に分けられる。ポンプ光とプローブ光のザ(Mode-Locked Fiber Laser)から12.5 GHzの パワー比率は、PBS前に設置したλ/2板
繰り返し周波数、1555 nmの中心波長、100 （Half-wave plate, H）により調整できる。プ
fJ/pulseのエネルギーを持つパルスをSOAに ローブ光とポンプ光の偏光を導波路のTEモ入力した。パルスによって消費したキャリア ードに合わせるために、２セットの半波長板
密度がSOAの屈折率を変調する。この屈折率 Hとλ/4版Qを使用した。参照光を作るため変調量を測定するため、cw光をSOAに入力 に、BSでプローブ光強度の半分を取り出しし、SOAから出たcw光の位相変調量を観測 た。光ヘテロダイン方式を構成するには、プすることで、屈折率の変調量を見積もること ローブ光と参照光との光周波数差を与えるができる[1]。注入電流が大きい場合、パルス ことと、プローブ光と参照光が再結合する時が消費したキャリア量が大きい。その結果、 の時間遅延がゼロである必要がある。前者のFig. 8.(b)が示すように、200 mAの場合の方が 場合、音響光学変調器（AOM）２台を使用
150 mAの場合より、非線形位相シフト量が し、プローブ光の光周波数を81.2 MHz、参照
大きい。また、非線形位相シフト量は周波数 光の光周波数を78.7 MHzシフトさせる。後者
に対し線形的増加する傾向を示した。NPSが の場合、遅延ステージ（分解能：0.1 µm、最ゼロになった光周波数はちょうどSOAの伝 大光路差：40 cm）を使用し、プローブ光と導帯の下端エネルギーレベルに相当したエ 参照光の時間遅延をゼロにする。
ネルギーを持つ光子の周波数である。
180
190
200
Optical Frequency (THz)

3

NPS (Φ/π)

実験試料への結合方法は、入力側は先球フ
ァイバ（Spherical Lensed-Fiber, SLF）を使用
し、出力側はMOで集光する形式である。その試料から出力された光を参照光と干渉させる。この時、光位相計測の為、プローブ光の位相情報を持つ2.5 MHzビート信号を光電検出器（New Focus社製, model: 1811）－ロック･イン型増幅器（Stanford Research Systems
社製, SR844）システムを使用し、読み取る。

Carrier recovery time constant
Pump pulse energyτ≒190 ps1

1.875 pJ
0.938 pJ
0.469 pJ
0.250 pJ
0.125 pJ
0.0625 pJ

0.5
0
0

200

400

600

Delay time (ps)Time constant (ps)Fig. 9. Experiment results: NPS relaxation
waveform at different pump pulse energy
103

0

-1

Carrier recovery rate, 1/τ
(GHz/mA)

4

2

1

-2

-1

0

1

-2

NPS, ∆Φ (degree)

NPS (Φ/π)Inphenix chip SOA
最初にPBSで分けられたポンプ光を２つ
10 L=700 um
I=150 mA
レンズで平行ビームにし、遅延ステージ（分10
解能：0.1 µm、最大光路差：40 cm）でプローブ光と相対遅延を調整し、ビームスピリッ
10
10
10
10
10
10
10
10
10
10
ターでプローブ光と再結合し、実験試料に入Pump pulse energy into chip (pJ)
Pump pulse energy into chip (pJ)(a)(b)
力する。この構成で、ポンプ・プローブ計測
Fig.
9.
Experimentresults:
Dependenceof NPS
システムが形成される。ポンプ・プローブ計
and
CRR
on
pump
pulse
energy測システムにより約1 ns以内の超高速光緩4.2 NPSと
とCRRの
の注入電流
注入電流依存
電流依存
和過程を1 ps程度に分解し、観測可能になる。
ポンプ光とプローブ光の中心波長はとも4.実験結果
実験結果：
実験結果：に1555 nmである。プローブ（調査）パルス
4.1 NPSととCRRののパルスエネルギー
パルスエネルギー依存
エネルギー依存のエネルギーを0.06 pJ、ポンプ（励起）パル
Fig. 9はポンプ光とプローブの中心波長はスのエネルギーを1 pJに設定し、SOAへの注
1555 nm でSOAに150 mAの電流を注入した
入電流を変え、NPSの緩和過程を観測した。
時の観測結果を示す。この実験結果から注入
NPSの緩和波形から注入電流によるキャリ
電流によるキャリア緩和過程を指数関数でア緩和過程を指数関数でフィッティングをフィッティングを行い、非線形位相シフト量
行い、NPSとその緩和時定数を抽出した。Fig.
とその緩和時定数を抽出した。Fig. 10 はそ10.(a)が示すようにキャリア緩和レートは注の結果を示す。非線形位相シフト量はポンプ
入電流に線形比例し増加する。キャリア緩和
パルスエネルギーの増加に伴い、増加する。
レートとはキャリア緩和時定数の逆数であ
これはポンプ光強度が大きいほど、SOAの過る。注入電流がゼロの時、キャリア緩和レー
剰キャリアをたくさん消費することを意味
トはゼロではなく、半導体のキャリアが持つする。しかし、SOAの過剰キャリア密度は限本来の寿命であるτｃの逆数になる。
りがあるので、これを全部消費した強度まで10にポンプ光を強くしていくと非線形位相シ
200 (b)8 (a)フト量が増加し続ける。この強度以上は、非
100
6Measured
Measured
線形位相シフト量が飽和になる、ある値へ収4
Calculated
Calculated0
1/τ=1.58+0.025*I束する。一方、非線形位相シフトの緩和時定
NPS= 0.033*(I-20)/(1.58+0.025*I)
2
-100
0
200
400
600
200
400
600
数はポンプ光エネルギーに殆ど依存せずに
Injection Current (mA)
Injection Current (mA)
一定である。測定した結果では注入電流がFig. 10. Experiment results: Dependence of
150 mAの時、非線形位相シフト量の緩和時
NPS and CRR on injection current
定数は約190 psである。
Fig.10.(b)はNPSの注入電流依存性である。注
入電流増大に伴い、NPSが増加するが、注入電流が十分大きくなるとその増加速度が緩やかになり、ある値へ収束する傾向を示す。これを説明するには下記のレート方程式を用いた。
dnpulse/dt=a(Iop-I0)-npulse(1/τc+bIop) (4.1)
-1

0

1

ここで、npulseはパルス光を増幅するために使うキャリア密度、aとbは比例係数、τcはキャリア緩和時定数、 IopとI0はそれぞれ注入電流と透明電流である。このレート方程式には従来のレート方程式と異なる。従来のレート方程式はキャリア緩和時定数の注入電
流依存性を考慮しないのに対して、(4.1)のレート方程式ではキャリア緩和時定数の注入
電流依存性を考慮したものである。定常状態（dnpulse/dt=0）では、パルス光を増幅するために使うキャリア密度npulseは次の式で書き表せる。
npulse=a(Iop-I0)/(1/τc+bIop) (4.2)
NPSはnpulse比例するので、(4.2)式を使って、非線形位相シフト量をフィッティングするとよく一致した結果が得られた。また、(4.2)
式によると注入電流Iopが十分大きくなると
npulseがa/bへ収束する。

a(I op − I 0 )(4.4)

ここで、はキャリア密度、n0はパルスの利得がゼロである時のキャリア密度である。注入電流が十分大きい場合、キャリア密度nは電子エネ
ルギーレベルに依存した状態密度関数である
S(E)に近似できる。
I op →∞a= a1 (S (E ) − n0 )bτ current= n′F (E )(4.6)

あるエネルギーレベルでのキャリア密度
はそのレベルのキャリア占有確立であるF(E)と状態密度S(E)との積である。

n(E ) = S (E )F (E )(4.7)
SOAにかけるバイアス電圧を大きくすると、電子のフェルミ準位Efが上昇し、下記の式に従い、伝導帯での電子占有確率F(E)が増大する。
 E − Ef 
(4.8)
F (E ) ≅ exp
kT式(4.7)を式(4.6)へ代入すると
1n′
S (E )F (E )== n′F (E ) τ current

S (E )(4.9)

式(4.9)は注入電流によって注入されたキャリアの緩和レートは注入電流に比例し、SOAの状態密度に逆比例することを意味する。これによって、Fig. 10. (a)が示したSOAのキャリア緩和レートが注入電流に線形比例した実験結果の物理原因が説明された。但し、Fig. 10. (a)の測定結果は平衡状態ではな
いときの測定結果であるため、注入電流による緩和以外に、半導体のキャリアが本来持つ緩和の力も働く。そのため、注入電流がゼロ時では、注入電流による緩和の力が存在しないにも関わらず、キャリア密度が不平衡状態
から平衡状態へ回復する。これはキャリアが本来持つ緩和力によるものである。注入電流による緩和は平衡状態でもキャリアの流れが存在するのに対して、半導体のキャリアが本来持つ緩和の力は平衡状態ではキャリアの流れが存在しない。

これはNPSの測定結果でみられた傾向と一致する。注入電流が十分大きいの意味は伝導帯の電子状態の全部が電子埋まった状態を意味する。パルスが消費するキャリア密度npulse は過剰キャリア密度nexと比例する。

lim n pulse =n (E )

τ currenta=lim n pulse = lim(4.3)
I op →∞
I op →∞ (1 τ + bI )bc
opn pulse = a1nex = a1 (n − n0 )は、キャリアの注入速度とキャリア緩和速度が同じでなければならない。そのため、次の方程式が成り立つ。

(4.5)

式(4.5)より値a/bは状態密度の関数であるため、値a/bもエネルギーレベルに依存することを意味する。
注入電流Iop により、SOAの伝導帯に注入したキャリア密度の速度はn’とする。SOAの伝導帯内のエネルギーレベルに対する電子占有確率をF(E)とし、Eは電子のエネルギーレベルである。すると、あるエネルギーレベルでのキャリ
ア密度注入速度は注入されたキャリア密度とその占有確率の積NF(E)になる。そのエネルギーレベルでの注入電流により注入されたキャリアの緩和時定数をτ current 、そのエネルギーレベ
ルでのキャリア密度をn(E)とすると、平衡状態で4.3 NPSと
とCRRの
の波長依存
波長依存

CRRの光周波数依存性を実験検証するた
めに、ポンプ光とプローブ光の中心波長を同時に変えて(1555 nm, 1535 nm, 1500 nm, 1480nm)で測定した。プローブパルスのエネルギ
ーを0.06 pJ、ポンプパルスのエネルギーを1pJに設定し、SOAへの注入電流を変え、NPSの緩和過程を観測した。それぞれのフィッティング結果からCRRとNPSを抽出し、信号光の中心波長ごとに、注入電流依存性をまとめ5

た結果をFig. 11が示す。
NPS, ∆Φ (degree)

CRR, 1/τ (GHz)

10
(a)

8
6
4
2
0

(b)
200
100
0
0

200
400
Injection Current (mA)
Measured
Measured
Measured
MeasuredAccelerate Parameter, b(GHz/mA)

λ=1555 nm:
λ=1535 nm:
λ=1500 nm:
λ=1480 nm:

Calculated
Calculated
Calculated
Calculated

0.06

L=300, 700, 1000 µmのSOAで実験を行った。
プローブパルスのエネルギーを0.06 pJ、ポンプパルスのエネルギーを1 pJに設定し、SOAへの注入電流を変え、NPSの緩和過程を観測した。それぞれのフィッティング結果から
CRRとNPSを抽出し、活性層長ごとに、注入
電流依存性をまとめた結果をFig. 12 が示す。

300

200
400
Injection Current (mA)

λ=1555 nm
λ=1535 nm
λ=1500 nm
λ=1480 nm

Measured
Measured
Measured
Measured

Calculated
Calculated
Calculated
Calculated

Fig. 12. (a)が示すようにCRRが注入電流に線形比例する。Fig. 12. (b)はNPSの注入電流依存性の実験結果と計算結果を示す。注入電
流増大に伴いNPSが増加するが、ある値へ収束する傾向を示した。Fig. 12. (c)は注入電流に対するCRRの微分係数（加速係数）b の活性層長依存性の実験結果を示す。活性層長が短いほど、加速係数b が大きくなる傾向を示した。

Wavelength (nm)1700 1600
1500
MeasuredSpeculated

(c)
0.04
0.02

0
170 180 190 200
Optical Frequency (THz)

Fig. 11. Dependence of CRR (a) and NPS (b) on
current at different wavelength and thedependence of CRR’s differential parameter bon signal wavelength (c)

6.結論
結論：
結論：

Fig. 11. (a)が示すようにCRRが注入電流増大に対し線形増加した。Fig. 11. (b)はNPSの注入電流依存性の実験結果と計算結果を示す。
注入電流増大に伴いNPSが増加するが、ある値へ収束する傾向を示した。Fig. 11. (c)は注
入電流に対するCRRの微分係数（加速係数）
b の波長依存性の実験結果と推測傾向を示す。加速係数b は長波長側ほど大きくなる傾向を示した。
15(a)λ=1555 nm

NPS, ∆Φ (degree)

CRR, 1/τ (GHz)

4.4 NPSととCRRのの活性層長依存
活性層長依存
10
5
0

200
400
Injection Current (mA)(b) λ=1555 nm

200
100
0
0

200
400
Injection Current (mA)

Calculated L=1000 µm
Calculated L= 700 µm
Calculated L= 300 µm

Measured
Measured
MeasuredAccelerate parameter, b(GHz/mA)

L=1000µm
L= 700µm
L= 300µm

300

Measured
Measured
Measured

Calculated
Calculated
Calculated

0.06
(c)

λ=1555 nm

0.03

0
0
0.5
1
1.5
Active layer length (mm)Fig. 12. Dependence of CRR (a) and NPS (b)on current of different active layer length SOA
and dependence of CRR’s differential
parameter b on active layer length (c)

注入電流増大により、SOAのキャリア緩和を線形的加速し、SOAを用いた全光ゲートの動作周波数を高めることができる。但し、動作周波数の二乗に比例し、消費電力が増大する。その結果、注入電流増大による高速化は1ビットあたりの消費電力を増加させる。
全光ゲート動作に必要最低限 0.3πのNPS[1]を維持しながら、高いCRRを持つ低い
光周波数領域で全光ゲートを動作させることにより、消費電力を増やさないまま、全光ゲートを高速化できる。結果的に、1ビットあたりの消費エネルギーを減らせる。但し、SOAの利得帯域が有限であるため、この方法には限界がある。
また、SOAの活性層長を短くし、注入電流の密度を上げることで、CRRの加速効果を高めることができる。但し、NPSは減少する。
ホールディングビームを用いた方法と比べ、活性層長短縮化よる光加速方法の方が省エ
ネルギーかつ微細化可能である。
この結果を踏まえ、我々は、200 ~500 Gbps
動作周波数を持つ、0.3 pJ/bit消費電力の全光ゲートを実現する手段として、SOAのナノ構
造設計に通じて、定数aとbを高めることを提
案する。

参考文献:
参考文献
1. Y. Ueno et al, J. Opt. Soc. Am. B19, 2573 (2002).
2. J. Sakaguchi et al, Optics Express, Vol. 15, 14887 (2007).
3. J. F. Lemieux et al, Electron. Lett., Vol. 35, No.11(1999).
4. H. Nakamura et al, J. Appl. Phys, Vol. 96, No. 3, (2004).

CRRのSOAの活性層長依存性を実験検証するために、ポンプ光とプローブ光の中心波
長を1555 nmに設定し、異なる活性層長6