專利名稱：二維光子晶體面發(fā)光激光光源的制作方法
技術領域：
本發(fā)明涉及從平面狀的光源沿垂直于面的方向發(fā)射激光的面發(fā)光激光光源。
背景技術：
以往以來，正使用著使用法布里·佩羅共振器的法布里·佩羅型激光光源，以及使用衍射光柵的分布反饋(Distributed Feedback；DFB)型激光光源。這些激光光源均通過共振和衍射而將規(guī)定波長的光放大而使激光振蕩。
與此相對，近年，作為新型的激光光源，已經(jīng)開發(fā)出使用光子晶體的器件。光子晶體是在由電介質構成的母材上人工地形成周期構造。周期構造，通常是通過在母材內周期地設置與母材折射率不同的區(qū)域(修正折射率區(qū)域modified refractive index area)而形成。通過這種周期構造，在晶體內部產(chǎn)生布拉格衍射，并與光的能量相關地形成能量帶隙。光子晶體激光光源是利用帶隙效應而將點缺陷作為共振器而使用，并利用光的群速度為0的帶端駐波的器件。通過放大任何規(guī)定波長的光而得到激光振蕩。
在專利文獻1中，記載了使用二維光子晶體的激光光源。該激光光源，在兩枚電極之間設置包含發(fā)光材料的有源層，在該有源層的近旁形成二維光子晶體。該二維光子晶體是在板狀構件上設置具有二維周期性的折射率分布的器件。通過使該周期構造的周期與有源層中所產(chǎn)生的光的介質內波長一致，使得通過注入來自電極的載流子而在有源層中產(chǎn)生的光，在二維光子晶體中借助于干涉而增強，并進行激光振蕩。
在專利文獻1中，公開了如下光子晶體即通過在由半導體構成的層中周期性地(三角格子狀、正方格子狀、六邊格子狀)設置圓柱狀(在層面內為圓形)的空孔而形成折射率分布。此時，借助于來自有源層的發(fā)光而在二維光子晶體的內部二維地形成駐波。圖1示意性地表示二維光子晶體以及形成于其內部的駐波。在該圖中，雖然僅一維地示出了在晶體面內的一方向(假設為x方向)的駐波，但是對于例如正方格子的情況在與此垂直的方向也形成駐波。若著眼于電場的y成分，則該駐波在二維光子晶體11內的空孔12部分，形成具有波節(jié)的模式和具有波腹的模式這兩種模式。若將通過某空孔12的中心的軸(z軸)定義為對稱軸，則前者關于該軸反對稱，后者關于該軸對稱。這里考慮到與外部平面波的耦合，沿z軸方向傳播的平面的分布函數(shù)，關于x方向傳播是同樣的，與此相對，關于對稱軸，對于反對稱模式為奇函數(shù)，關于對稱模式為耦函數(shù)。
若假定二維光子晶體的大小是無限的，則在對稱模式中與外部平面波的重疊積分(overlap integral)，因此產(chǎn)生向面垂直方向的一次衍射光。與此相對，在反對稱模式中與外部平面波的重疊積分是零，因此不產(chǎn)生向面垂直方向的一次衍射光。為此，在激光振蕩中，封閉的強反對稱模式較為適宜，但是該反對稱模式不能沿垂直于面的方向取出。
在實際的二維光子晶體面發(fā)光激光器中，由于二維光子晶體的大小較為有限，因此反對稱模式的光也出現(xiàn)對稱性失調并能夠從面垂直方向取出。但是在這種情況下在二維光子晶體的中心，由于高對稱性而不能夠將光沿面垂直方向取出。為此，激光束的剖面形狀(光束輪廓)，成為中心強度低周圍強度高的環(huán)狀。考慮到與單模光纖的耦合，對于光束輪廓，中心處的強度最高的單峰型，比這種環(huán)形更為優(yōu)選。
在專利文獻2中，對如下面發(fā)光激光光源進行了記載其為了改善激光向晶體外部的取出，而使用與晶體面相垂直的面中的空孔的剖面形狀向著主要發(fā)光方向而漸減的二維光子晶體。在該光源中，能夠將激光從二維光子晶體的一個面一側有選擇地取出，由此能夠將取出的激光的強度作為整體而增強。但是，在專利文獻2中沒有對該光束輪廓進行研究，該激光光源中不能將該激光光束輪廓置為單峰性。
在專利文獻3中對以下面發(fā)光激光光源進行了記載即通過形成存在平移對稱性而不存在旋轉對稱性的格子構造，而形成與該晶體母體平行的面內的對稱性失調的二維光子晶體。這種對稱性，通過例如將空孔以正方格子狀配置，并將各空孔的平面形狀設為正三角形而形成。在這種激光光源中，由于二維光子晶體的格子構造的對稱性較低，因此即使在二維光子晶體的中心附近反對稱模式的光也不會抵消，由此能夠得到接近于單峰性的光束輪廓。
另外，按照專利文獻3的激光光源，由于格子構造中不存在旋轉對稱因此能夠得到直線偏振的激光。直線偏振的激光在與光纖的結合方面較為有利。
專利文獻1特開2000-332351號公報( ～ ，圖1)專利文獻2特開2003-273455號公報( ～ ，圖1～3)專利文獻3特開2004-296538號公報( ～ ，圖1～圖5)發(fā)明內容本發(fā)明所要解決的問題是提供一種二維光子晶體面發(fā)光激光光源，其光束輪廓接近于單峰性，且能夠得到具有直線偏振的激光。
為解決上述問題而形成的本發(fā)明所涉及的、使用二維光子晶體的面發(fā)光光源，備有在板狀的母材上多數(shù)、周期性地配置與其折射率不同的區(qū)域而形成的二維光子晶體；以及設于該二維光子晶體的一側的有源層，其特征在于，至于所述修正折射率區(qū)域，其平面形狀在有源層的相反一側比有源層側小，并以有源層側的面中的修正折射率區(qū)域的重心與該相反一側的面中的修正折射率區(qū)域的重心錯位的方式形成。
在本發(fā)明所涉及的面發(fā)光激光光源中，在有源層的一側設置二維光子晶體。但是，有源層和二維光子晶體沒有必要直接連接，也可以在兩者之間插入隔擋層等構件。在有源層上，可以使用與以往以來用于法布里·佩羅型激光光源的器件相同的器件。在本發(fā)明的面發(fā)光激光光源中，利用來自二維光子晶體的有源層及其相反一側的面的面發(fā)光。在以下中，以利用來自有源層的相反一側的面的發(fā)光的情況為例進行說明，為了方便，將有源層的相反一側的面稱為“發(fā)光側的面”。
通過在板狀的母材上多數(shù)、周期地配置與之折射率不同的區(qū)域(修正折射率區(qū)域)，而形成二維光子晶體。在本發(fā)明中，修正折射率區(qū)域的形狀具有以下兩個特征。(i)平行于板狀的母材的面中的剖面形狀(平面形狀)為，發(fā)光側比母材的有源層側小。(ii)有源層側的平面形狀的重心和發(fā)光側的平面形狀的重心在面內方向錯位。
由于本發(fā)明所涉及的二維光子晶體具有這樣的結構，因此若從有源層側觀察，則二維光子晶體內的修正折射率區(qū)域的周期構造，在發(fā)光側對稱性較低。本發(fā)明所涉及的面發(fā)光結構光源中，電場的x方向和y方向成分在有源層中是主要成分?？墒牵瑢τ诙S光子晶體內的電場的z方向(垂直于二維光子晶體的方向)的成分，發(fā)光側的面比有源層側的面更大。由此，包含x方向和y方向的電場的時間平均強度，在發(fā)光側的面的一方也比在有源層側的面更大。在本發(fā)明中，通過使發(fā)光側的面的修正折射率區(qū)域的對稱性比有源層側的面的低，能夠使向二維光子晶體內的光的封閉性減弱，激光不易向外部被放出。
另外，修正折射率區(qū)域的平面形狀的重心在有源層側和發(fā)光側在面內方向錯位，因此在該二維光子晶體中垂直于母材的軸的圓周方向的旋轉對稱性喪失。如此，在由于晶體的面內方向的對稱性較低，因此在設有該二維光子晶體的激光光源中，在二維光子晶體的中心附近反對稱模式的光不相互抵消，由此，能夠得到接近于單峰性的光束輪廓。另外，由于沒有旋轉對稱性，因此如上述那樣，能夠將直線偏振的激光取出。
以往以來，已經(jīng)研究了通過旨在將光束輪廓接近于單峰性的直線偏振的激光取出，而降低修正折射率區(qū)域的面內方向的對稱性的方案(專利文獻3)。在本發(fā)明中，按照上述，即使在垂直于板狀的母材的方向，通過賦予形狀的變化的新穎的技術思想，也能夠降低面內方向的對稱性。由此，能夠更自由地調整修正折射率區(qū)域的形狀。
例如將表面的平面形狀設計為與有源層側和發(fā)光側的相似形且將發(fā)光側的一方縮小，并通過使兩者的重心的位置錯位，或使發(fā)光側的平面形狀在有源層側的平面形狀的一部分欠缺，從而能夠形成滿足上述特征(i)和(ii)的修正折射率區(qū)域。
在如上述那樣設置有源層側的面和發(fā)光側的面對修正折射率區(qū)域的平面形狀設置差異的情況下，可以使兩面之間(母材的內部的平面)的形狀的變化設計為直線狀，也可以設計為臺階狀。設計為臺階狀在制造上較為便利。
除了通過上述策略而降低面內對稱性，借助于有源層側和/或發(fā)光側的平面形狀，能夠進一步降低面內的對稱性。例如，能夠將有源層側和發(fā)光側的平面形狀設為正三角形或橢圓形。由此，能夠進一步提高光束輪廓的單峰性和直線偏振性。
置于修正折射率區(qū)域的周期配置，是正方格子、三角格子、六角形的蜂窩狀。這其中，從與激光振蕩相關的能帶的數(shù)目較少這一方面出發(fā)，正方格子較為優(yōu)選。
修正折射率區(qū)域中，從能夠將與母材的折射率之差增大這一點出發(fā)，以及從制造上容易這一點出發(fā)，設計為空孔較為優(yōu)選。然而，在制造時需要將二維光子晶體和其他層以高溫度熔接的情況下，為了防止熔接時修正折射率區(qū)域變型，也可以在母材上埋設某些構件而形成修正折射率區(qū)域。
本發(fā)明的二維光子晶體面發(fā)光激光光源的動作基本上與以往的情況相同。通過施加電壓而向有源層注入載流子，由此能夠從有源層內的發(fā)光層得到發(fā)光。通過如此而得到的光通過二維光子晶體接受反饋，能夠在有源層和光子晶體層中形成駐波，而產(chǎn)生激光振蕩。因此，通過滿足上述條件，能夠從發(fā)光面向垂直于面的方向發(fā)射激光。


圖1是表示二維光子晶體內的駐波的反對稱模式和對稱模式的圖線。
圖2是表示本發(fā)明所涉及的二維光子晶體面發(fā)光激光光源的一個實施例的立體圖。
圖3是表示本實施例中的二維光子晶體層內的空孔的形狀的剖面圖。
圖4是表示本實施例的二維光子晶體面發(fā)光激光光源的制造方法的一例的剖面圖以及俯視圖。
圖5是表示二維光子晶體中的光子帶(photonic band)的例子的圖線。
圖6是表示比較例中的二維光子晶體層內的空孔的形狀的剖面圖。
圖7是表示圖6(a)的比較例中的、二維光子晶體內的電場分布以及從結晶面分離的面中的電場分布的圖。
圖8是表示使用圖3(a)(本實施例)以及圖6(a)(比較例)的空孔時的二維光子晶體的Q值的圖線。
圖9是使用圖3(a)的空孔時的二維光子晶體內的電磁場分布的圖線。
圖10是表示圖3(b)(本實施例)以及圖6(b)(比較例)的空孔時的二維光子晶體的Q值的圖表。
圖11是表示圖3(b)(本實施例)以及圖6(b)(比較例)的空孔時的二維光子晶體內的電磁場分布的圖。
圖中21-陽電極，22-陰電極，23-有源層，24-二維光子晶體層，25、311、312、411、412-空孔，261、262、263-隔擋(space)層，271、272-包覆層，28-接觸層，321、322、422-臺階。
實施方式使用圖2說明本發(fā)明所涉及的二維光子晶體面發(fā)光激光光源的一個實施例。在陽電極21和陰電極22之間，設置具有由銦鎵砷(InGaAs)/砷化鎵(GaAs)構成的具有多重量子阱(Multi-Quantum Well；MQW)的有源層23。在有源層23上，隔著由p型GaAs構成的隔擋層261，而設置同樣由p型GaAs構成的二維光子晶體層24。二維光子晶體層24是在板材上以正方格子狀周期地配置空孔25的器件。另外，在該圖的例子中，隔擋層261和二維光子晶體層24作為一片一體的層而形成，僅在位于上側的二維光子晶體層24的一方形成空孔25。在有源層23和陽電極層21之間設置由p型GaAs構成的隔擋層262、由p型AlGaAs構成的包覆層271、以及由p型GaAs構成接觸層28。另外，在有源層23和陰電極22之間設置由n型GaAs構成的隔擋層263以及由n型AlGaAs構成的包覆層272。另外，在圖2中，為了示出二維光子晶體層24的結構，而將隔擋層262和二維光子晶體層24之間空出而描繪。
本實施方式的激光光源的動作，基本上來說，與以往的二維光子晶體面發(fā)光激光光源相同。若在陽電極21和陰電極22之間施加電壓，空穴從陽電極21側，電子從陰電極22側，分別注入有源層23，并通過空穴和電子的再結合而發(fā)光。該光通過二維光子晶體層24而接受反饋而進行激光振蕩。該激光從接觸層28(出射面)向外部取出。
在本實施例中，使用圖3(a)和(b)所示的兩種空孔。(a)、(b)均是上側面的圖是垂直于板材31的面(A面)的剖面圖，下側的面是平行于板材31的面(B面、C面)的剖面圖(俯視圖)，(a)中，空孔311的平面形狀是有源層側，與發(fā)光層均為正三角形，通過大致中央的臺階321而將發(fā)光側(B面)設置得比有源層側(C面)更小。由于兩正三角形共有一個頂點34，因此兩者的重心在垂直于底邊的方向上錯位。在圖中，作為一例，示出了發(fā)光層側的正三角形的底邊位于有源層側的正三角形的重心311上的情況。(b)中，空孔312在有源層側(C面)中為圓形，在發(fā)光層側(B面)具有借助于弦而使其一部分缺損的形狀。
在備有形成了這種空孔311的二維光子晶體層24的面發(fā)光激光器中，雖然即使假設B面形狀和C面形狀相同，通過所謂的基于正三角形的空孔的正方格子結構使得面內的旋轉對稱性較低，但是如上述那樣，通過對B面形狀和C面形狀設置差異，面內對稱性進一步變低。因此在備有形成了上述空孔312的二維光子晶體層24的面發(fā)光激光器中，通過這種低對稱性，能夠得到具有接近于單峰性的光束輪廓的直線偏振的激光。
使用圖4說明本實施例的二維光子晶體面發(fā)光激光光源的制造方法。另外，由于陽電極21、陰電極22、有源層23、隔擋層263、包覆層271和272、以及接觸(contact)層28能夠通過與以往相同的方法制作，因此，這里以對具有空孔312的二維光子晶體層24進行制作的情況為例進行說明，但是具有空孔311和其他空孔的二維光子晶體層也能夠同樣地被制作。
在由p型GaAs構成的基板51上，涂布電子束(EB)描繪用抗蝕劑(resist)52((a)下圖)。接下來，在與抗蝕劑52上的空孔312相對應的位置照射EB。這里，以如下方式設定每單位面積的EB的照射時間即空孔312從有源層側向發(fā)光側貫通的區(qū)域53b的照射時間，在發(fā)光側沒有形成比空孔312的區(qū)域53a的照射時間長((a)上圖)。通過該處理，在抗蝕劑52上形成，在區(qū)域53b貫通至基板51的表面而在區(qū)域53a挖掘到抗蝕劑52的中途的、臺階狀的孔54。另外，在圖中雖然示出了一個孔54，但是實際上在抗蝕劑52上周期性地對此形成多個。另外，孔54能夠通過納米印碼(nano-imprint)法等其他方法而形成。納米印碼法是如下方法，即形成具有大約數(shù)納米尺寸的圖案的模子，并將此按壓在抗蝕劑膜上而進行抗蝕劑的微細圖案化。
接下來，利用氯氣進行干蝕刻。在蝕刻的初期，對于基板51，僅在表面露出的區(qū)域53b中進行干蝕刻(c)。此時，抗蝕劑52也慢慢地被氯氣所蝕刻，不久在區(qū)域53a，基板51的表面也露出(d)。此后，區(qū)域53a、53b的雙方被蝕刻。從蝕刻開始經(jīng)過規(guī)定時間后，結束蝕刻。由于區(qū)域53b的一方比區(qū)域53a的一方被蝕刻的時間長，因此區(qū)域53b的一方更深，并且形成被蝕刻的臺階狀的空孔312(e)。在基板51中，在比空孔312的區(qū)域53b側的底更靠近下側處，成為隔擋層262。接下來，除去抗蝕劑52(f)。
將二維光子晶體層24，與預先由通常方法制作的形成于有源層23上的p型GaAs構成的隔擋層261疊合(g)，并通過加熱到200～700℃而使兩者熔接(h)。由此，完成了本實施例的二維光子晶體面發(fā)光激光光源。
接下來，例舉比較例，而對將具有設有空孔311和空孔312的二維光子晶體的面發(fā)光激光光源中的二維光子晶體的Q值等進行計算的結果，進行說明。
首先，說明以下的計算中所使用的二維光子晶體的光子帶(photonicband)。圖5(a)是如本實施例那樣的以正方格子狀配置空孔時的光子帶圖。為了比較，(b)示出了將空孔配置設為格子狀時的光子帶圖。另外，(a)是將空孔設為橢圓形時的計算結果，但是空孔是其他形狀的情況也基本相同。
(b)的情況中，在k＝0(Γ點)附近形成6條帶，與此相對，(a)的情況中，帶是比(b)的情況少的4條。在該4條帶中，低能量(低頻率)側的兩條帶的帶端A、B賦予激光振蕩。在具有有限周期構造的實際的裝置中，通常在F點附近具有平坦的分布關系的帶端B的Q值具有較大地下降的傾向，F(xiàn)點附近的傾斜較大的帶端A易于被選擇為激光振蕩點。為此，為了得到穩(wěn)定的激光動作，優(yōu)選設計為，在無限周期系統(tǒng)中Q值在帶端A的一方比帶端B更高。
為了與在上下面中大小不同、重心錯位的空孔311相比較，而對將上下面做成同一形狀的三角形狀的空孔411(圖6(a))的情況進行了計算。使用圖6(a)的二維光子晶體的面發(fā)光激光光源記載于專利文獻3中，其目的在于與本實施例同樣得到以單峰性直線偏振的激光。圖7(a)表示這種情況下的帶端A的二維光子晶體內的電場分布，以箭頭的長度和方向表示電場的強度和方向。x軸方向的電場的成分Ex關于x成為反對稱，與此相對，y軸方向的電場的成分Ey關于y軸成為非對稱。這時因為空孔的平面形狀關于y軸為非對稱的緣故。若如此保持Ex的反對稱性而使Ey的反對稱性失調，則能夠維持面內的二維相干性的同時而將直線偏振的光取出到面外。圖7(b)表示從結晶面離開7a(a是正方格子的周期，即光子晶體的晶格常數(shù))的面的電場?？芍?，在y方向強，并偏振。
如此，通過使空孔的形狀的對稱性失調(這里是使鏡像對稱性失調)而將光取出的方式，暗示了能夠通過構造而控制Q值。實際，雖然在周期性地無限配置具有圓形平面形狀的空孔的構造中，Q值無限大，但是在三角形的空孔中Q值為有限。因此，假定將該比較例的空孔411無限地配置為正方格子狀的構造，并于圖8中示出了通過三維FDTD法計算該情況下的Q值所得的結果。圖中的空心圓圈、實心圓圈分別表示對帶端A和帶端B進行計算的符號。這里，填充因數(shù)(FFfill factor)是空孔的體積比率，在本比較例中通過空孔的面積/單位單元(unite cell)的面積而計算。在帶端A，如圖7(a)所示的那樣，由于電場以環(huán)繞空孔的方式分布，因此空孔越大構造變化的影響越大。另一方面，雖然圖示出了電場分布，但是由于在帶端B的模式中電場以避開空孔的方式而分布，因此Q值維持大約10萬～200萬的高等級。為此，很有可能，不是最適于激光振蕩的帶端A而是帶端B的模式被選擇為激光振蕩。并且，由于Q值非常高，因此幾乎不能將激光取出到面外。雖然由于在實際的二維光子晶體中尺寸有限而能夠將光取出到面外，但是通常認為得到的是中心強度弱的環(huán)形的光束形狀。
因此，對設置與上述比較例不同的、對稱性的失調的圖3(a)所示的空孔311的情況(本實施方式)進行研究。并在圖8中以實心圓符號(帶端A)和實心四方符號(帶端B)表示此時的Q值的計算結果。這里，如圖3(a)所示的那樣，將空孔311的、發(fā)光側比臺階321的高度和臺階321的x軸方向的寬度w同時設為相同的值r，并對r＝0.1a、0.13a、0.19a的情況進行計算。FF值(空孔的體積/單位單元的體積)分別為0.173(r＝0.1a時)，0.164(r＝0.13a時)，0.140(r＝0.19a時)。FF值為0.140時，帶端A中Q＝5007.7，帶端B中Q＝2855.5。由此，對于其Q值比帶端B更高的帶端A能夠得到激光共振，并且由于帶端A的Q值是大約數(shù)千的值，因此能夠得到中心強度為強的單峰性的光束。
圖9示出了使用空孔311時的二維光子晶體內的電磁場分布。在該圖中，與上述同樣地以箭頭的長度和方向表示電場的強度和方向，以顏色的濃淡表示磁場的強度。在圖的中心附近，存在空孔。由于帶端A中空孔附近的電場強度變強，因此可以認為較強地受面內形狀變?yōu)榉菍ΨQ所產(chǎn)生的影響。因此，即使不如本實施例那樣在上下面形狀方面設置差異，也能夠降低Q值。與此相對，由于在帶端B以避開空孔的方式形成電場，因此通常認為，不僅設置面內非對稱性而且在上下面形狀方面設置差異才能夠降低Q值。
接著，示出對設有圖3(b)所示的空孔312的激光光源進行計算的結果。為了比較，對于設有圖6(b)的空孔412的激光光源進行同樣的計算?？湛?12，在比臺階422更靠近上側是圓，而在比臺階422更靠近下側是具有圓的一部分欠缺的形狀的空孔。因此，在空孔312和空孔412中，將發(fā)光側的形狀和有源層側的形狀進行了替換。
圖10示出了Q值的計算結果。本實施例與比較例的情況相比，Q值更小。由于在比較例中帶端A的Q值高達34525，因此對帶端A選擇性地產(chǎn)生共振，由于該光是高Q值，因此難以被取出到外部。與此相對，在本實施方式中，帶端A、帶端B的雙方的Q值是數(shù)千量級，因此能夠得到激光共振，并能夠把激光取出到外部。
至于形成平面形狀的非對稱性，在空孔412中是在比臺階422更靠近有源層側，而與此相對，在空孔312中比臺階322更靠近發(fā)光面?zhèn)取Ｒ虼?，越接近發(fā)光面將平面形狀的非對稱性設得越強，由此可以認為來自發(fā)光面的光的取出變得更加容易。
圖11表示本實施例(空孔312)和比較例(空孔412)的情況的二維光子晶體內的電磁場分布。本實施例與比較例相比，因此也是帶端B與帶端A相比，電場分布的節(jié)(nodes)相對于單元中心錯位更大。因此，Q值越小電場分布的對稱性越低。
在本發(fā)明中，按照上述，能夠比旨在得到單峰性/直線偏振的以往的二維光子晶體面發(fā)光激光光源更自由地調整修正折射率區(qū)域(空孔)的形狀。其中，通過使用具有上述形狀的空孔311和312，能夠得到單峰性、直線偏振、并且強度強的激光。
權利要求
1.一種使用二維光子晶體的面發(fā)光激光光源，備有在板狀的母材上多數(shù)、周期性地配置與其折射率不同的區(qū)域而形成的二維光子晶體；以及設于該二維光子晶體的一側的有源層，其中，至于所述修正折射率區(qū)域，其平面形狀在有源層的相反一側比有源層側小，并以有源層側的面中的修正折射率區(qū)域的重心與該相反一側的面中的修正折射率區(qū)域的重心錯位的方式形成。
2.根據(jù)權利要求1所述的使用二維光子晶體的面發(fā)光激光光源，其特征在于，所述修正折射率區(qū)域的、垂直于母材的面的剖面形狀，為臺階狀。
3.根據(jù)權利要求1或2所述的使用二維光子晶體的面發(fā)光激光光源，其特征在于，所述修正折射率區(qū)域的有源層側的面的形狀是正三角形，有源層的相反一側的面的形狀為比其更小的正三角形。
4.根據(jù)權利要求1或2所述的使用二維光子晶體的面發(fā)光激光光源，其特征在于，所述修正折射率區(qū)域的有源層側的面的形狀是圓形，有源層的相反一側的面的形狀是，使該圓的一部分欠缺的形狀。
5.根據(jù)權利要求1～4中任一項所述的使用二維光子晶體的面發(fā)光激光光源，其特征在于，所述修正折射率區(qū)域的配置是正方格子狀。
6.根據(jù)權利要求1～5中任一項所述的使用二維光子晶體的面發(fā)光激光光源，其特征在于，所述修正折射率區(qū)域，通過由空孔或與母材折射率不同的材料構成的構件而形成。
全文摘要
本發(fā)明的目的在于提供一種面發(fā)光激光光源，其能夠得到直線偏振且具有中心附近的強度最強的單峰性的光束輪廓的激光。在有源層(23)的一側，設置在板材(31)上正方格子狀地配置空孔(311)或(312)的二維光子晶體。該空孔(311)和(312)，以發(fā)光側的判明(B面)形狀比有源層側的平面(C面)形成更小的方式被設定。另外，B面和C面的重心的位置在面內方向錯位。由此能夠得到二維光子晶體的面內對稱性變低、直線偏振且單峰性激光。
文檔編號H01S5/18GK1926730SQ200580006849
公開日2007年3月7日 申請日期2005年3月4日 優(yōu)先權日2004年3月5日
發(fā)明者野田進, 宮井英次, 大西大 申請人:國立大學法人京都大學, 羅姆股份有限公司