MgO:LiNbO3周期分極反転構造電気光学ブラッグ偏向型一次元空間光変調器

(1)

論

文

MgO:LiNbO

3

周期分極反転構造電気光学ブラッグ偏向型一次元空間光

変調器

井上

敏之

†a)

_栖原

_敏明

†

One-Dimensional Spatial Light Modulator of Electrooptic Bragg Deflection Type

Using Periodically Poled MgO:LiNbO

3

Toshiyuki INOUE

†a)

and Toshiaki SUHARA

†

あらまし我々はレーザディスプレイやレーザ描画装置等への応用を目指して，新たに MgO 添加 LiNbO3 (MgO:LN) 周期分極反転構造電気光学 (EO) ブラッグ偏向型光変調器を用いた一次元空間光変調器を実証した．周期分極反転 MgO:LN を用いた EO ブラッグ偏向型光変調器を作製し，変調特性の評価を行った．分極反転後に結晶アニーリングを行うことにより変調時の緩和現象が低減できることを見出した．青紫色レーザ光を用いた変調実験において最大回折効率 97%を得た．紫外レーザ光（波長 325 nm）を用いて方形電圧による透過光・回折光パワーの変調が確認できた．また，この変調器を画素として配列した一次元空間光変調器を作製した．一次元回折光強度パターンが得られ，空間変調の基本動作が確認できた．キーワード空間光変調器，ブラッグ偏向器，電気光学変調器，MgO 添加 LiNbO3，周期分極反転構造

1. まえがき

強誘電体結晶であるLiNbO3 (LN)やLiTaO3(LT) は優れた非線形光学(NLO)・電気光学(EO)特性を有しており，LN・LT周期分極反転構造は擬似位相整合 NLO波長変換デバイス等に広く応用されてきた[1]．また分極反転を利用したEOデバイスも研究されており，光偏向器[2]，光SSB変調器[3]等が報告されている．周期分極反転LN・LTを用いたEOデバイスに EOブラッグ偏向型光変調器があり，これまでに近赤外光や赤・青紫色レーザ光の強度変調が実証されてきた[2], [4]∼[7]．しかし，LN周期分極反転構造EOブラッグ偏向型光変調器では，青紫レーザ光変調時に光損傷に起因する散乱光が生じ，光損傷を回避するためにデバイス温度を120◦Cに上げる必要があることが報告されており[6]，高パワー・短波長光の変調が困難であった．我々は，レーザ描画装置やレーザディスプレイへの †_{大阪大学大学院工学研究科電気電子情報工学専攻，吹田市}

Department of Electric, Electronic and Information Engi-neering, Graduate School of EngiEngi-neering, Osaka University, 2–1 Yamada-oka, Suita-shi, 565–0871 Japan

a) E-mail: [email protected] 応用を目指して，EOブラッグ偏向型光変調器を多数配列し構成した一次元空間光変調器の実現に向けての検討を行っている[8], [9]．本論文では，新たなMgO:LN 周期分極反転構造EOブラッグ偏向型光変調器を用いた一次元空間光変調器の実証について報告する．このデバイスは機械的方式や音響光学デバイスよりも高速に動作し，高効率な光変調が期待できる．従来の周期電極装荷型よりも低駆動電圧化が可能であり，画素電極の形状が単純で小さくできるため高画素密度が実現できる利点がある．高パワー光や紫外光を含む短波長光の変調に適するように，光損傷耐性に優れたMgO 添加LN (MgO:LN)を用いた周期分極反転構造を採用した．この空間光変調器は再回折光学系・空間フィルタと組み合わせて描画装置やディスプレイに応用できる．以下ではまず，EOブラッグ偏向型光変調器の動作原理について説明し，EOブラッグ偏向型光変調器を用いた一次元空間光変調器の構成及び設計について述べる．次に，周期分極反転MgO:LNを用いたEO ブラッグ偏向型光変調器の基本単位（一次元空間光変調器における1画素分）の作製，紫外光を含む短波長光における変調特性の評価について述べる．更に，この変調器を配列した一次元空間光変調器の作製と空間

(2)

変調動作について述べる．

2. EO

ブラッグ偏向型一次元空間光変調器

の動作原理及び設計

2. 1 EOブラッグ偏向型光変調器の動作原理空間光変調器の構成要素として用いるMgO:LN周期分極反転構造EOブラッグ偏向型光変調器を図1に示す．MgO:LNのZ 方向に電界を印加すると，EO 効果により異常屈折率がΔne = −n3er33E/2（ne：異常屈折率，r33：電気光学定数，E：印加電界）だけ変化する．周期Λの周期分極反転MgO:LN内ではr33の符号が周期的に反転しているので，Z方向に一様電界を印加すると結晶内に屈折率グレーティングが形成される．Klein-Cookパラメータ[10] は Q = 2πλL/neΛ2（λ：レーザ光波長，L：グレーティング厚さ）で表され，Q > 10を満たすグレーティングにブラッグ条件を満たすようにレーザ光を入射すると，ブラッグ回折光が生じる．ブラッグ条件を満たしているときの波動ベクトルダイアグラムを図2 に示す．ただし，レーザ光は異常光として，グレーティン図 1 周期分極反転 MgO:LiNbO3を用いた EOブラッグ偏向型光変調器

Fig. 1 Schematic illustration of EO Bragg de-ﬂection modulator using periodically poled MgO:LiNbO3.

図 2 ブラッグ条件下の波動ベクトルダイアグラム

Fig. 2 Wave vector diagram under Bragg condition.

グベクトルはX 軸に平行とする．このとき結晶中でのブラッグ角はθB= Sin−1(λ/2neΛ)であり，空気中ではθB= Sin−1(λ/2Λ)である．図1のようにY 軸をとると，基本次の透過型ブラッグ回折に関するモード結合方程式[11]は式(1)で表される． d

dYa(Y ) =−κb(Y ) exp(−j2ΔY ) (1a) d

dYb(Y ) =−κa(Y ) exp(+j2ΔY ) (1b) ここで，a(Y )，b(Y )はそれぞれ入射光，基本次回折光の振幅，2ΔはY 方向位相不整合量で2Δ = k cos θd− k cos θi（θi：入射角，θd：回折角），κは結合係数で κ = 2πΔn1/λ = 4|Δne|/λ = 2n3er33E/λ (2) と表され，Δn1は屈折率グレーティングのフーリエ基本振幅である．初期条件a(0) = 1，b(0) = 0としてモード結合方程式を解いて回折効率ηを求めると， η = |b(L)| 2 |a(0)|2 = sin2(√κ2₊_Δ2_L) 1 + (Δ/κ)2 (3) となり，特にブラッグ条件下(2Δ = 0)では η = sin2(κL) = sin2(2n3_er33LE/λ) (4)

となる．式(4)は印加電界を変化させることにより，透過光・回折光パワーを変調できることを示している．式(4)よりη = 100% (κL = π/2)とするために必要な印加電界Eη maxは Eη max= πλ/4n3er33L (5) と求められる．Eη maxのグレーティング厚さL依存性を図3に示す．ただし，λ = 405 nm，ne= 2.31 [12]， r33= 36 pm/V [13]とした．Eη maxがMgO:LNの反転抗電界∼4.5 kV/mm [14]を上回らないようにするためには，赤色レーザ光に対しては0.3 mm以上，青紫色レーザ光に対しては0.2 mm以上のグレーティング厚さが必要となる．Lを大きくすることにより必要な印加電界を低減できるが，Lを大きくしすぎると変調器の入射角度受容幅（半値全幅，空気中） 2Δθ∼= Sin−1[nesin(Λ/L)] (6) が小さくなり，より厳密な入射角調整が必要となる． 2. 2 一次元空間光変調器の構成及び設計 EOブラッグ偏向型光変調器を一次元に多数配列す

(3)

図 3 η = 100%とするために必要な印加電界 E_{η max}の グレーティング厚さ L 依存性

Fig. 3 Dependence of applied electric ﬁeld for η = 100% Eη maxupon grating thickness L.

図 4 画素電極の配置．(a) 上面図，(b) 側面図 Fig. 4 (a) Top view and (b) side view of

conﬁgura-tion of pixel electrodes for spatial light mod-ulation.

図 5 空間変調光学系

Fig. 5 Experimental setup for spatial light modulation. ることにより，一次元空間光変調器を構成する．図 4 のように周期分極反転MgO:LN（結晶厚T）に画素電極（電極幅D，電極ギャップ幅g）を必要な画素数分だけ装荷する．空間変調光学系を図5に示す．再回折光学系（レンズの焦点距離f）を用いて回折光と透過光をそれぞれの空間周波数の違いによりフーリエ変換面(y = 2f )において分離し，透過光・回折光の片方のみを透過させる．それぞれの電極に別個に変調信号を与えると，出力面(y = 4f )において透過光あるいは回折光の一次元光強度パターンを得ることができる．フーリエ変換面で回折光を遮り，透過光強度パターンを出力する方式では，高い消光比を得るためには， 100%に近い高回折効率が必要である．例えば消光比 1/100を得るためには回折効率99%が必要となる．また，たとえ回折効率を100%にできても，その画素両側の電極ギャップ領域の透過光が出力されるため，透過光出力を完全にOFFにすることができない．一方で，図5のようにフーリエ変換面で透過光を遮り，回折光強度パターンを出力する方式では，回折光出力を完全にOFFできるので，必ずしも100%に近い高回折効率が得られなくても比較的高い消光比を得られると考えられる．以下では，この方式について考察する．図 4 のように画素電極を装荷し，例えばV1，V3 に最大回折効率を得るために必要な電圧 Vη max (= Eη max× T )を印加し，V2 に0 Vを印加する．隣接画素電極間で絶縁破壊が生じないようにするためには，電極ギャップ間の絶縁破壊電界をEBとして g > Eη max EB T = πλ 4n3 er33EB T L (7) が満たされなければならない． ON状態の画素から生じる回折光が，隣接するON 状態の画素内のグレーティング領域に入るとブラッグ回折が再び生じ，透過光と同じ角度で進行してフーリエ変換面で遮られるため，回折光出力が減少する．このような不都合を防ぐためには，電極ギャップ幅が g > L tan θB∼= λL/2neΛ (8) を満たさなければならない．式(7)，(8)を同時に満たすために最低限必要な電極ギャップ幅gの分極反転周期Λ依存性を図6に示す．ただし，EBの値をLNや電極ギャップに充てんする絶縁材料（SiO2等）の絶縁破壊電界に相当する20 kV/mm とし，λ = 405 nm (ne = 2.31)，r33 = 36 pm/Vとした．また，Qが10を下回るようなΛの範囲ではグラフを点線で表した．Λを大きくすると必要なgが小さくなり，Lを小さくするとEη maxは大きくなるが gを小さくできる．しかし，Lを小さくしすぎると必要な電圧Vη maxが高くなるだけでなく，隣接画素間での絶縁破壊を防ぐためにgを大きくしなければならない．Lを小さくする場合，T も小さくしてVη maxを引き下げるとgを小さくできる．グレーティング領域でEO効果を通じた周期的屈折率変化により相互作用する透過光と回折光の空間的重

(4)

図 6 必要な最小電極ギャップ幅 g の分極反転周期Λ 依

存性

Fig. 6 Dependence of required minimum electrode gap width g upon grating periodΛ.

なりを考える．高回折効率を得るためには，画素幅D，伝搬距離Lのグレーティング領域の大部分において透過光と回折光が空間的に重なる必要があるので， D > L tan 2θB∼= λL/neΛ (9) が満たされなければならない．フーリエ変換面において透過光・回折光を分離するために満たすべき条件を考える．画素幅（電極幅）Dのグレーティングにより生じる回折光の幅はDであるから，フーリエ変換面における幅は2λf /Dとなる．また，透過光の幅は最小の場合（隣接2画素がONでそのギャップ領域から光が透過する場合）で電極ギャップ幅gに等しくなり，フーリエ変換面における幅は最大2λf /gとなる．透過光と回折光のなす角は2θBであり，フーリエ変換面における透過光・回折光の中心距離はf sin 2θB となるから，フーリエ変換面で透過光・回折光を分離するためにはf sin 2θB> λf /D + λf /gが満たされなければならない．この条件をθB = Sin−1(λ/2Λ)を用いて書き換えると D > gΛ g− Λ, g >Λ (10) となる．式(9)，(10)を同時に満たすために最低限必要な電極幅Dの分極反転周期Λ依存性を図7に示す．なお， λ = 405 nm (ne= 2.31)とし，電極ギャップ幅gを図6 で求めた必要最小限の大きさとした．また，Qが10を下回るようなΛの範囲ではグラフを点線で表した．ある Λにおいて必要なDが極小値をとることが分かる．例えばL = 0.3 mm，T = 0.1 mm (Vη max= 238 V)の図 7 必要な最小電極幅 D の分極反転周期Λ 依存性

Fig. 7 Dependence of required minimum electrode width D upon grating periodΛ.

図 8 最小画素間隔 D + g の分極反転周期Λ 依存性

Fig. 8 Dependence of minimum pixel interval D + g upon grating periodΛ.

場合，Λ = 5.4 μmとすると，電極幅Dを最小で10 μm とできる．L = 3 mm，T = 0.2 mm (Vη max= 48 V) の場合，Λ = 13 μmとするとD = 40 μmとできる．画素間隔をどれだけ小さくできるか考察する．上記の条件を全て満たす最小の画素間隔D + gの分極反転周期Λ依存性を図 8 に示す．なお，λ = 405 nm (ne= 2.31)とし，電極ギャップ幅gを図6で求めた必要最小限の大きさとした．また，Qが10を下回るようなΛの範囲ではグラフを点線で表した．あるΛ においてD + gが極小値をとることが分かる．例えば L = 1 mm，T = 0.2 mmの場合(Vη max = 143 V)， Λ = 7.6 μmとすると画素間隔D + gを最小で35 μm (D = 23 μm，g = 12 μm)とでき，画素密度700 dpi 程度が得られる．またL = 3 mm，T = 0.2 mmの場合，Λ = 13 μmとするとD+g = 60 μm (D = 40 μm， g = 20 μm)とでき，画素密度400 dpi程度が得られる．

(5)

3. EO

ブラッグ偏向型光変調器の作製及び

変調特性の評価

3. 1 MgO:LN周期分極反転構造の作製絶縁膜装荷結晶加熱電圧印加法[15]により，Z 板 MgO (5mol%):LN (T = 0.2 mm)に周期分極反転構造(Λ = 7.5 μm，L = 4.5 mm)を作製した．結晶+Z 面にフォトリソグラフィによりAl周期電極パターン (4.5× 6.0 mm2)を形成した．電極ギャップ部における過剰な反転を抑制するために，周期電極上にフォトレジストをオーバコートした．分極反転貫通時に生じるリーク電流を抑制するために，結晶−Z面に絶縁層としてSiO2をスパッタ堆積し，Au一様電極を堆積した．120◦Cのシリコーンオイル中で，結晶に与える電荷量が30 μC（2PsS = 23 μC，Ps：自発分極電荷密度，S：反転面積）に達するまで，0.70 kVの単一パルス電圧を印加した．作製した周期分極反転構造の +Z 面及び断面顕微鏡写真（フッ硝酸エッチング後）を図9に示す．MgO:LNでは無添加結晶と比べて均一性の高い構造を得ることが難しいが，4.5× 6.0 mm2 の領域全体に高品質な周期分極反転構造が作製できた． 3. 2 EOブラッグ偏向型光変調器の作製及び変調特性の評価 EOブラッグ偏向型光変調器の基本単位の変調特性を調べた．作製した周期分極反転MgO:LNを両端面研磨し，±Z面に一様Al電極(6× 8 mm2₎ を装荷した．変調実験光学系を図 10 に示す．結晶Z方向に電界を印加できるようにした状態で，レーザ光をシリンドリカルレンズ（焦点距離100 mm）で結晶の厚さ方向のみ集光し，異常光として結晶に入射した．デバ図 9 周期分極反転 MgO:LN 顕微鏡写真．(a) +Z 面， (b)結晶断面

Fig. 9 Micro-photographs of (a) +Z face and (b) cross section of periodically poled MgO:LN. イスを微動ステージ上で回転させることによりレーザ光の入射角を変えることができるようにした．透過光・回折光パワーをフォトダイオードで測定した．なお，Λ = 7.5 μm，L = 4.5 mm，T = 0.2 mmの周期分極反転MgO:LNを用いた場合，λ = 405 nmのレーザ光に対して，Q = 88，θB= 1.5◦，Vη max = 32 V となり，λ = 325 nmのレーザ光に対して，Q = 66， θB= 1.2◦，Vη max = 21 Vとなる．作製したEOブラッグ偏向型光変調器は近赤外・可視光領域で動作するが，以下では光損傷の問題が特に顕著に生じると考えられる青紫色・紫外光変調特性について報告する． 3. 2. 1 青紫色レーザ光の変調 GaN半導体レーザ（λ = 405 nm，パワー∼10 mW）を光源として変調実験を行った．レーザ光をブラッグ角で入射したところ，印加電圧0 Vにおいても回折光が生じ，式(4)の理論予測とは異なりゼロ点オフセットが生じていることが分かった．分極反転後，結晶内に生じた欠陥準位にトラップされた電荷による内部電界または分域壁のひずみにより屈折率変化が生じたため，電圧を印加しない状態でも回折光が生じたと考えられる．室温(∼20◦C)においても文献[6]で報告されているような回折光スポット散乱は生じず，MgO 添加結晶を用いたことにより光損傷の影響を抑制できることが確認できた．印加電圧30 Vのとき回折光パ図 10 EOブラッグ偏向型光変調器の特性評価のための実験セットアップ．(a) 側面図，(b) 上面図 Fig. 10 (a) Side view and (b) top view of

experimen-tal setup for evaluating characteristics of EO Bragg deﬂection modulator.

(6)

図 11 回折光パワー波形の比較．(a) アニーリング前， (b)アニーリング後

Fig. 11 Comparison of diﬀracted light power wave-forms (a) before annealing and (b) after an-nealing. ワー（透過光パワー）は最小（最大）となり，−14 V のとき最大（最小）となった．最大値30 V，最小値−14 Vの方形電圧（周波数 1 kHz，duty比50%）を変調信号として回折光パワーを変調したところ，変調波形が方形にならず，図11 (a) のように30 V印加後数100 μs以内に回折光パワーが急激に増加し，−14 V印加後数100 μs以内に回折光パワーが急激に減少した．また透過光パワー波形も図 11 (a)のように方形にならず．緩和現象が見られた．これは結晶内に印加電界とは逆向きの内部電界が生じ，印加電界を打ち消しているためであると推測される．そこで，分極反転プロセス後の結晶に対してアニーリングを施すことにより緩和現象を抑制できるかどうか調べた．条件最適化の結果，600◦Cの酸素雰囲気中で2時間のアニーリングを行うことにより緩和現象を低減でき，図 11 (b)のように方形の回折光パワー波形が得られた．このとき，透過光パワー波形も方形となった．分極反転プロセスによって生じた欠陥準位にトラップされていた電荷がアニーリングにより減少したため，緩和現象が低減したのではないかと考えられる．方形電圧による変調動作時，透過光消光比 1/12，回折光消光比1/13であった．透過光・回折光パワーの印加電圧依存性を調べた（図 12）．印加電圧30 Vのときに透過光パワー（回折光パワー）が最大（最小）となり，アニーリング後のゼロ点オフセット量はアニーリング前からほとんど変化しないことが分かった．印加電圧−14 Vのときに回折光パワー（透過光パワー）が最大（最小）とな図 12 透過光・回折光パワーの印加電圧依存性 (λ = 405 nm)

Fig. 12 Dependence of transmitted and diﬀracted light powers upon applied voltage (λ = 405 nm).

図 13 回折光パワーのレーザ光入射角依存性 Fig. 13 Dependence of diﬀracted light power upon

incident angle. り，このとき最大回折効率97%（= [−14 V印加時の回折光パワー]/[0 V印加時の透過光・回折光パワーの和]）を得た．また，印加電圧の最大値と最小値の差が 44 Vであり，最大回折効率を得るために必要な印加電圧の計算値Vη max= 32 Vよりもやや大きかった．原因として，電極と結晶の密着性が不十分で結晶印加電界が低下していること，分極反転構造の[反転幅]/[周期] = 0.5からのわずかなずれなどが考えられる． EOブラッグ偏向型光変調器の角度選択性を調べた．最大回折光パワーが得られる−14 V印加時の回折光パワーのレーザ光入射角（空気中）依存性のグラフを図13に示す．入射角が1.5◦のときに回折光パワーは最大となり，ブラッグ角の計算値1.5◦と一致した．角度受容幅の測定値は0.15◦で計算値0.18◦とほぼ一致し，ブラッグ回折特有の鋭い角度選択性を確認できた．

(7)

図 14 紫外レーザ光 (λ = 325 nm) を用いたときの (a)透過光，(b) 回折光パワー変調波形 Fig. 14 Modulation waveforms of (a) transmitted

and (b) diﬀracted light powers with UV laser light (λ = 325 nm). 3. 2. 2 紫外レーザ光の変調紫外He-Cdレーザ光(λ = 325 nm)を用いてEOブラッグ偏向型光変調器の変調動作を調べた．光パワーは∼0.2 mWであった．印加電圧−14 Vのときに透過光パワー（回折光パワー）が最大（最小）となり，12 V のときに回折光パワー（透過光パワー）が最大（最小）となり，最大回折効率88%を得た．また，印加電圧の最大値と最小値の差が26 Vであり，最大回折効率を得るために必要な印加電圧の計算値Vη max= 21 Vよりもやや大きかった．ブラッグ角（空気中）の測定値は 1.2◦であり，計算値1.2◦と一致した．周波数1 kHzの方形電圧（最大値12 V，最小値−14 V，duty比50%）を変調信号として，透過光・回折光パワーを変調した．透過光・回折光パワー変調波形を図14に示す．変調時，透過光・回折光消光比はそれぞれ1/7，1/8となり，紫外光源を用いたときのEOブラッグ偏向型光変調器の変調動作が確認できた． 3. 3 一次元空間光変調器の作製及び特性評価 EOブラッグ偏向型光変調器を画素として配列した一次元空間光変調器のプロトタイプを作製し，GaN 半導体レーザ(λ = 405 nm)を光源として特性評価を行った．図4のようにMgO:LN周期分極反転構造の +Z面に画素電極(D = 200 μm，g = 50 μm)を装荷し，−Z面に一様電極を装荷した．このDとgの値

図 15 空間変調光パターン．(a) odd: ON (−14 V), even:

OFF (50 V) (b) odd: OFF (50 V), even: ON (−14 V) (c) odd, even: ON (−14 V)

Fig. 15 One-dimensional spatial modulation pat-terns. (a) odd: ON (−14 V), even: OFF (50 V) (b) odd: OFF (50 V), even: ON (−14 V) (c) odd, even: ON (−14 V) は式(7)∼(10)の条件を十分に満たすが，画素サイズや画素間隔が最小となる設計ではない．画素電極の奇数番目(odd)全てを連結し，また偶数番目(even)も同様にして，odd・evenそれぞれに変調信号を与えた．図5に示すような空間変調光学系(f = 100 mm) を用いて，フーリエ変換面において透過光を遮り，出力面においてCCDカメラで回折光パターンを撮像した．図15 (a)はodd電極に回折光パワーが最大となる−14 Vを印加し，even電極に回折光パワーが最小となる50 Vを印加したときの回折光パターンであり， (b)はoddに50 V，evenに−14 Vを印加したとき， (c)はodd・even共に−14 Vを印加したときの回折光パターンである．図 15 (a)，(b)ではそれぞれ奇数番目，偶数番目の画素のみに回折光が生じ，(c)では全ての画素で回折光が生じており，一次元空間光変調器の基本動作が確認できた．図15 (a)，(b)では回折光が電極幅よりも広がっており，原因として3.2.1で述べたゼロ点オフセットのために電極を装荷していない領域でも回折光が生じること，電界が印加されている領域が電極幅よりも広がっていることなどが考えられる．

4. むすび

レーザディスプレイやレーザ描画装置等への応用を目指し，新たにMgO:LN周期分極反転構造EOブラッグ偏向型光変調器を用いた一次元空間光変調器の設計・試作と実証を行った．分極反転後600◦Cの酸素雰囲気中で2時間結晶アニーリングすることにより変調時の緩和現象が低減できることを見出した．EO ブラッグ偏向型光変調器の基本単位の変調特性の評価

(8)

を行い，青紫色レーザ光(λ = 405 nm)の変調実験において最大回折効率97%を得た．また，紫外レーザ光 (λ = 325 nm)を用いて方形電圧による透過光・回折光パワーの変調が確認できた．EOブラッグ偏向型光変調器を画素として配列した一次元空間光変調器のプロトタイプを作製し，空間変調の基本動作を確認した．今後，ゼロ点オフセットの低減に取り組み，一次元空間光変調器の消光比向上を目指す．高パワー光を用いて変調器の特性評価を行い，高パワー可視光・紫外光の変調を実現する．電極幅・電極ギャップ幅等を最適化し，より高画素密度な空間光変調器を作製する．謝辞本研究において有益な議論及びデバイス作製の協力をして頂いた藤村昌寿准教授並びに大日本スクリーン製造（株）の岡崎雅英氏に感謝する．文献

[1] T. Suhara and M. Fujimura, Waveguide nonlinear-optic devices, Springer-Verlag, Berlin, Heidelberg, 2003.

[2] M. Yamada, M. Saitoh, and H. Ooki, “Electric-ﬁeld induced cylindrical lens, switching and deﬂection de-vices composed of the inverted domains in LiNbO3

crystals,” Appl. Phys. Lett., vol.69, no.24, pp.3659– 3661, Dec. 1996.

[3] H. Murata and Y. Okamura, “Electrooptic single-sideband modulator with resonant electrodes and polarization-reversed structures,” Jpn. J. Appl. Phys., vol.45, no.8B, pp.6643–6647, Aug. 2006. [4] H. Gnewuch, C.N. Pannell, G.W. Ross, P.G.R.

Smith, and H. Geiger, “Nanosecond response of Bragg deﬂectors in periodically poled LiNbO3,” IEEE Photonics Technol. Lett., vol.10, no.12, pp.1730–1732, Dec. 1998.

[5] J.A. Abernethy, C.B.E. Gawith, R.W. Eason, and P.G.R. Smith, “Demonstration and optical charac-teristics of electro-optic Bragg modulators in peri-odically poled lithium niobate in the near-infrared,” Appl. Phys. Lett., vol.81, no.14, pp.2514–2516, Sept. 2002.

[6] M. Yamada, “Electrically induced Bragg-diﬀraction grating composed of periodically inverted domains in lithium niobate crystals and its application devices,” Rev. Sci. Instrum., vol.71, no.11, pp.4010–4016, Nov. 2000.

[7] T. Khayim, A. Maruko, K. Shibuya, A. Morimoto, and T. Kobayashi, “Ultrafast unidirectional beam de-ﬂection using an electrooptic traveling phase grating with periodic domain inversion,” IEEE J. Quantum Electron., vol.37, no.8, pp.964–969, Aug. 2001. [8] T. Inoue and T. Suhara, “Electrooptic Bragg

deﬂec-tion modulator using periodically poled MgO:LiNbO3,” IEEE Photonics Technol. Lett.,

vol.23, no.17, pp.1252–1254, Sept. 2011.

[9] M. Okazaki, T. Chichibu, S. Yoshimoto, T. In-oue, and T. Suhara, “Electrooptic Bragg deﬂec-tion modulator for UV laser light using periodi-cally poled MgO:s-LiTaO3,” IEEE Photonics Tech-nol. Lett., vol.23, no.22, pp.1709–1711, Nov. 2011. [10] W.R. Klein and B.D. Cook, “Uniﬁed approach to

ul-trasonic light diﬀraction,” IEEE Trans. Sonics Ultra-sonics, vol.SU-14, no.3, pp.123–134, July 1967. [11] 西原浩，春名正光，栖原敏明，光集積回路（改訂増補

版），オーム社，東京，1993.

[12] D.E. Zelmon, D.L. Small, and D. Jundt, “Infrared corrected Sellmeier coeﬃcients for congruently grown lithium niobate and 5 mol.% magnesium oxide-doped lithium niobate,” J. Opt. Soc. Am. B, vol.14, no.12, pp.3319–3322, Dec. 1997.

[13] R.J. Holmes, Y.S. Kim, C.D. Brandle, and D.M. Smyth, “Evaluation of crystals of LiNbO3 doped with MgO or TiO2 for electrooptic devices,” Ferro-electrics, vol.51, no.1, pp.41–45, 1983.

[14] A. Kuroda, S. Kurimura, and Y. Uesu, “Domain inversion in ferroelectric MgO:LiNbO3 by applying electric ﬁelds,” Appl. Phys. Lett., vol.69, no.11, pp.1565–1567, Sept. 1996.

[15] N. Horikawa, T. Tsubouchi, M. Fujimura, and T. Suhara, “Formation of domain-inverted grating in MgO:LiNbO3by voltage application with insulation layer cladding,” Jpn. J. Appl. Phys., vol.46, no.8A, pp.5178–5180, Aug. 2007. （平成 24 年 9 月 14 日受付，11 月 13 日再受付， 25年 3 月 14 日公開）井上敏之 2010阪大・工・電子情報卒．現在，同大大学院電気電子情報工学専攻博士後期課程在学中．強誘電体周期分極反転構造を用いた電気光学・非線形光学デバイスの研究に従事．栖原敏明（正員） 1973阪大・工・電子卒．1978 同大大学院電子工学専攻博士課程了．工博．現在，同大学院電気電子情報工学専攻教授．光集積回路，ホログラフィ，光メモリ，導波型非線形光学デバイス，集積半導体レーザ，量子光学などの研究に従事．昭 52，61，平 6，13 年度本会論文賞，昭 54 年度学術奨励賞，平元年度レーザー学会論文賞，平 6 年度日本 IBM 科学賞，MOC Paper Award など受賞．著書「光集積回路（改訂増補版）」，“Optical Integrated Circuits”，「量子電子工学」，「半導体レーザの基礎」，「光波工学」，“Waveguide Nonlinear-Optic Devices” など．