Моделирование и получения планарных волноводов в градиентных PPLN

Моделирование и получения планарных волноводов в градиентных PPLN

МИНИСТЕРСТВО ОБРАЗОВАНИЯ И НАУКИ РОССИЙСКОЙ ФЕДЕРАЦИИ

Федеральное государственное бюджетное образовательное учреждение

высшего профессионального образования

«КУБАНСКИЙ ГОСУДАРСТВЕННЫЙ УНИВЕРСИТЕТ»

Физико-технический факультет

ДИПЛОМНАЯ РАБОТА

МОДЕЛИРОВАНИЕ И ПОЛУЧЕНИЯ ПЛАНАРНЫХ ВОЛНОВОДОВ В ГРАДИЕНТНЫХ PPLN

Работу выполнил

Нестеренко Михаил Владимирович

Краснодар 2015

Содержание

Введение

1. Оптические волноводы

1.1 Основные оптические эффекты, приводящие к волноводному распространению электромагнитной волны

1.2 Планарные волноводы с градиентным профилем показателя преломления

2. Особенности состава и строения кристаллической решетки LiNbO₃

3. Самовоздействие световых пучков в фоторефрактивной среде

3.1 LiNbO₃ как интегрально-оптическая схема

4. Планарные оптические волноводные структуры и методы их формирования

.1 Кристаллохимическое описание стекол

.2 Получение планарных волноводов методами диффузии

.2.1 Изготовление ОВ методом термическая диффузия

.2.1.1 Планарные ОВ Ti:LiNbO₃ для интегральной и нелинейной оптики

.2.1.2 Планарные ОВ Zn:LiNbO₃ для интегральной и нелинейной оптики

.2.1.3 Формирование планарных волноводов Zn:LiNbO₃

.3 Метод, формирования, стационарных оптических волноводов протонным обменом

.4 Метод формирования стационарных оптических волноводов ионной имплантацией

4.5 Метод формирования стационарных оптических волноводов методом, использующий электрооптический эффект

5. Провидение эксперимента и полученные результаты

5.1 Результаты эксперимента

.1.1 Исследование УФ края полосы собственного поглощения кристалла

.1.2 Исследование спектров пропускания ниобата лития

5.2 Связь градиента концентрации ионов лития показателем преломления

5.3 Экспериментальный образец

Заключение

Список использованных источников

Введение

В настоящее время в связи с интенсивным развитием современной интегральной и волоконной оптики, появляются большие возможности для применения фоторефрактивных кристаллов и оптически индуцированных волноводных элементов в них, в качестве основы датчиков физических воздействий и устройств управления световыми потоками в системах оптической связи [1]. Волноводные элементы могут быть сформированы посредством использования эффектов пространственного самовоздействия и взаимодействия световых пучков в планарных оптических волноводах в фоторефрактивных кристаллах. Практический интерес к формированию таких элементов в подобных волноводах обусловлен рядом специфических свойств волноводных световых полей и возможностями управления фоторефрактивной оптической нелинейностью волноводных элементов. Так, в оптических волноводах возможно одновременное распространение нескольких направляемых мод, что позволяет реализовать эффекты многоволновых взаимодействий [2]. В волноводных структурах возможно отличие количественных и качественных характеристик эффектов индуцирования светом оптических элементов, термооптической и фоторефрактивной модуляции световых полей в сравнении с их характеристиками в объемных средах. При этом перспективной является возможность реализации, например, элементов для расщепления световых пучков на основе планарных оптических волноводов, сформированных в фоторефрактивных кристаллах. К перспективным методам формирования таких волноводов можно отнести метод ионной имплантации, который позволяет создавать на основе подобных кристаллов полностью идентичные серии оптических элементов [2-6].

Материал, который представляет, наибольший интерес в плане создания измерительных и управляющих оптических элементов, относится кристалл ниобата лития (LiNbO₃), обладающий уникальным набором физических свойств [7]. Благодаря сильному фотовольтаическому эффекту, фоторефрактивный отклик в LiNbO₃ не требует внешнего электрического поля. Кроме того, в настоящее время пластины LiNbO₃ коммерчески доступны и разработаны технологии промышленного производства пластин LiNbO₃ больших размеров. К достоинствам этого материала также можно отнести длительное время хранения оптически индуцированных элементов (до нескольких лет) и развитые методы создания на его основе оптических волноводов: посредством термической диффузии, ионного обмена, ионной имплантации. Легирование LiNbO₃ специально подобранными примесями и изменение стехиометрии может приводить к существенной модификации физических свойств материала: оптического поглощения, удельной проводимости, фоторефрактивной чувствительности. Таким образом, пластины LiNbO₃ и планарные волноводные структуры, сформированные методом ионной имплантации на их основе, представляют практический интерес, в связи с возможностью реализации оптических элементов измерения параметров. и коммутации световых пучков.

1. Оптические волноводы

Оптические волноводы представляют собой протяженные структуры, внутри которых могут распространяться электромагнитные волны в видимой и инфракрасной областях спектра. Оптический волновод представляет собой в простейшем случае диэлектрический стержень круглого сечения (волокно) или прямоугольного сечения с поперечным размером, сравнимым с длиной волны. Несмотря на такую простоту, распространение электромагнитной волны в подобной структуре существенно отличается от распространения в свободном пространстве или в диэлектрическом стержне с поперечным размером, много большим длины волны.

Интерес к оптическим волноводам возник в начале 60-х годов XX века после создания первых полупроводниковых лазеров. Оказалось, что излучение в области p-n-перехода лазера распространяется подобно тому, как СВЧ-электромагнитная волна распространяется в СВЧ-волноводе. Это послужило толчком к развитию теории планарных оптических волноводов и интегральной оптики. Дальнейшее развитие последней позволило создать оптические устройства для обработки информации, которые способны конкурировать с аналогичными устройствами интегральной электроники.

Основным достоинством интегрально-оптических является их высокое быстродействие. Уже созданы интегрально-оптические переключатели с временем переключения менее 100 фс. Такое быстродействие недостижимо для устройств обычной полупроводниковой электроники. Возможность передачи и обработки больших объемов информации определяет бурное развитие интегральной оптики в настоящее время.

При обработке электрических сигналов оптическими методами, в ряде случаев, удается получить выигрыш - за счет упрощения конструкции устройства, увеличения быстродействия и уменьшения мощности управления. Достоинства оптических методов обработки информации иллюстрирует рис. 1.

На нем показаны сравнительные характеристики электронных полупроводниковых переключателей (ПЭП), электронных переключателей на основе джозефсоновских переходов (ДП), оптоэлектронных переключателей (ОЭП) и полностью оптических переключателей (ПОП). Сопоставление производится по мощности (энергии) переключения и времени переключения (быстродействию).

Рисунок 1 - Сравнительные характеристики полупроводниковых электронных переключателей (ПЭП), электронных переключателей на основе джозефсоновских переходов (ДП), оптоэлектронных переключателей (ОЭП) и полностью оптических переключателей (ПОП). Прямыми линиями показаны энергии переключения

Из рисунка видно, что характеристики оптоэлектронных переключателей сравнимы с характеристиками полупроводниковых электронных переключателей, однако, проигрывают джозефсоновским переключателям по уровню мощности управления. В то же время, быстродействие полностью оптических переключателей в 102-103 раз выше, чем быстродействие переключателей других типов. Благодаря высокому быстродействию полностью оптические переключатели являются наиболее перспективными устройствами для волоконно-оптических линий связи будущего, оптических компьютеров и систем обработки информации. Однако, быстродействие полностью оптических переключателей обеспечивается за счет относительно высокой мощности управления. Поэтому, в настоящее время, основная тенденция научных исследований и разработок (стрелка на рис. 1) уменьшение мощности управления таких устройств

Так как в устройствах интегральной оптики носителями сигналов являются электромагнитные волны оптического диапазона, то при разработке интегрально-оптических устройств используются оптические материалы, обеспечивающие распространение оптических сигналов без потерь, а также материалы, позволяющие управлять оптическими сигналами.

Общей характеристикой оптических волноводов для интегральной оптики является то, что показатель преломления материала сердцевины волновода больше, чем показатель преломления окружающей среды.

Оптические волноводы можно классифицировать по двум основным параметрам: по геометрии волновода и по профилю показателя преломления в поперечном и продольном направлениях. По геометрическим характеристикам волноводы делятся на две группы: регулярные и нерегулярные волноводы. К регулярным относятся волноводы, имеющие равномерную и гладкую границу между сердцевиной волновода и окружающей средой, а также отсутствие модуляции показателя преломления в продольном направлении.

Основным типам регулярных оптических волноводов являются планарные волноводы. Планарные волноводы используются в интегральной оптике для передачи оптических сигналов и для построения устройств управления оптическими сигналами: оптических переключателей, модуляторов, коммутаторов и т.д.

По профилю пространственного распределения показателя преломления в поперечном сечении планарные волноводы делятся на две группы: со ступенчатым профилем показателя преломления и с градиентным профилем (альфа-профиль). Во второй группе волноводов показатель преломления плавно изменяется от центра волновода к его границе по определенному закону. Наиболее часто используются волноводы с параболическим профилем показателя преломления. В некоторых случаях используются волноводы с многослойным тонкопленочным покрытием. Такие волноводы представляют собой промежуточную группу между волноводами со ступенчатым профилем и волноводами с альфапрофилем. Для модовой селекции используются волноводы с анизотропным показателем преломления. Такие волноводы изготавливаются из оптически анизотропных материалов, показатель преломления которых зависит от ориентации светового луча относительно оптической оси среды. Для изготовления устройств управления оптическими сигналами в интегральной оптике используются материалы с управляемым показателем преломления. В основе модуляции показателя преломления под действием внешнего управляющего сигнала наиболее часто используются электооптический, акустооптический, термооптический, магнитооптический и нелинейно- оптические эффекты.

Материал оптического волновода может обладать усилением. Волноводы с усиливающей средой используются в волноводных и волоконных лазерах и усилителях.

.1 Основные оптические эффекты, приводящие к волноводному распространению электромагнитной волны

Основным свойством оптического волновода является способность каналировать электромагнитную энергию оптического диапазона. В лучевом приближении это свойство волновода иллюстрирует рис. 2

Рисунок 2 - Каналирование луча в оптическом волноводе

Волновод на рисунке представляет собой трехслойную структуру из материалов (1…3) с разными оптическими свойствами. В случае каналирования луч распространяется по центральному слою 2.

Очевидно, что такое распространение луча возможно при условии его отражения от границ между средами. Поэтому, рассмотрим законы оптики, описывающие отражение и преломление света на границе между двумя средами с показателями преломления n1 и n2 (рис. 3)

Из граничных условий можно вывести следующие выражения, описывающих свойства лучей при отражении и преломлении:

1. θ3 = θ1 (Угол падения равен углу отражения)

2. sin θ2/sin θ1 = n1/n1 (Закон Снеллиуса)

. Законы Френеля

Рассмотрим подробнее законы Френеля для компонент электрического поля волны. Амплитуды электрического поля падающей (Е1), отраженной (Е3) и преломленной (Е2) волн связаны следующими соотношениями:

,  (1)

для случая, когда вектор электрического поля (Е) перпендикулярен плоскости падения излучения (TE-поляризация: Ey, Hx, Hz, где E и H - векторы электрического и магнитного полей) и соотношениями [4]:

,  (2)

Рисунок 3 - Отражение и преломление света на границе двух сред

для случая, когда вектор электрического поля (Е) параллелен плоскости падения излучения (TМ-поляризация: Ex, Ez, Hy).

Коэффициенты отражения (R) и пропускания (T) могут быть определены по следующим формулам:

,  (3)

Данная ситуация реализуется при угле падения большем критического угла θс. Критический угол падения определяется из выражения:

sin θc = n2/n1.

Из приведенного выражения следует, что эффект полного внутреннего отражения может возникать лишь при выполнении условия n1 > n2. Это условие также является необходимым для каналирования излучения в большинстве диэлектрических волноводов.

При распространении электромагнитных волн в тонких пленках и слоях может возникать явление интерференции. В случае оптических волноводов интерференция оказывает решающее влияние на характер распространения волны. Поэтому для понимания процессов, происходящих в оптических волноводах, необходимо рассмотреть основные закономерности интерференции двух электромагнитных волн.

Амплитуда плоской электромагнитной волны описывается выражением:

(r, t) = E0(r) exp (-iωt) exp [δ(r, t)], (4)

где r - координата; - время;

ω - круговая частота излучения;

δ - фаза волны. При интерференции двух электромагнитных волн одинаковой поляризации происходит сложение их амплитуд:

= E1 + E2. (5)

Интенсивность излучения пропорциональна квадрату амплитуды электромагнитной волны. Квадрат суммарной амплитуды двух электромагнитных волн можно записать в виде:

Учитывая исходное выражение для амплитуды поля и пренебрегая быстроизменяющимся членом exp(-iωt) суммарную интенсивность можно представить в виде:

=  +  + 2 cos (δ₁ - δ₂) (6)

Таким образом, при интерференции двух электромагнитных волн суммарная интенсивность зависит от интенсивности каждой волны и разности их фаз. При δ₁ - δ₂ = 0, 2π, 4π … суммарная интенсивность достигает максимума:

=  +  + 2  (7)

Из данного выражения видно, что при одинаковой интенсивности падающих волн ( = ) интенсивность волны в максимуме возрастает в четыре раза. При δ₁ - δ₂ = π, 3π, 5π … интенсивность становится минимальной:

=  +   2  (8)

В оптических волноводах интерференционные эффекты приводят к резонансному распространению электромагнитных волн и формированию волноводных мод. Кроме того, явление интерференции широко используется в волноводных оптических переключателях, предназначенных для управления оптическими сигналами, и в волоконно-оптических датчиках. Примером являются волноводные интерферометры Маха-Цендера, которые широко используются в этих устройствах.

.2 Планарные волноводы с градиентным профилем показателя преломления

Оптические волноводы, имеющие градиент показателя преломления в поперечном сечении, широко используются в и интегральной оптике. В общем случае, профиль показателя преломления можно описать выражением:

 (9)

где n₁ - показатель преломления на оси волновода; ₂ - показатель преломления оболочки;

Δ = const; f(x) - функция, задающая градиент профиля показателя преломления;

а - ширина сердцевины. Наиболее часто используется экспоненциальный либо степенной профиль показателя преломления. В случае степенного профиля («альфа-профиля») функция f(x) имеет следующий вид:

(x) = (x/a)^α. (10)

В зависимости от показателя степени α могут быть реализованы различные профили показателя преломления: линейный (α = 1), параболический (α = 2) и другие (рис. 4, а). Случай α = ∞ соответствует ступенчатому профилю показателя преломления.

Рисунок 4 - а - альфа-профили планарного волновода; б - параболический профиль показателя преломления

Рассмотрим свойства прямоугольного волновода с альфа-профилем показателя преломления на примере планарного волновода с параболическим распределением показателя преломления (α = 2). Профиль показателя преломления в таком волноводе показан на рис. 3, б. Анализ свойств волновода будет проведен в рамках лучевого приближения [6].

Из рис. 4, б становится понятным определение параметра Δ:

 (11)

V² = 2a² k². (12)

Уравнение траектории лучей в двумерной среде с показателем преломления n(x) имеет вид

  (13)

После подстановки в него выражения для n(x) уравнение примет вид

 (14)

Здесь u² = a² (k² n1² - β²). Решение данного уравнения с граничным условием x (z = 0) = x₀ приводит к выражению:

(15)

Из данного выражения видно, что в волноводе с параболическим профилем показателя преломления траектория луча имеет периодический характер. Причем период осцилляций равен 2πa2β/V, а максимальная амплитуда осцилляций равна ua/V.

Рисунок 5 - Траектории лучей в волноводе с параболическим профилем показателя преломления

Траектории двух лучей в таком волноводе для разных значений x₀ показаны на рис. 5. Из него видно, что вблизи границы сердцевины волновода происходит не скачкообразное, а плавное изменение траектории лучей. Кроме того, вдоль оси z происходит периодическая фокусировка лучей, т. е. волновод обладает свойствами линзоподобной среды. Выражение для времени распространения луча имеет вид:

(16)

Здесь c - скорость света в вакууме; - длина отрезка волновода. При использовании параксиального приближения (β ≈ kn₁) выражение для времени распространения примет вид

(17)

В данное выражение не входят параметры лучей, т.е. время распространения одинаково для всех лучей в волноводе. Это означает, что в таком волноводе нет межмодовой задержки (см. рис. 5), приводящей к искажению оптических сигналов. Данный эффект имеет простое объяснение. Лучи, которые распространяются вблизи оси волновода, проходят меньший путь, чем лучи, которые распространяются с большей пространственной амплитудой. В то же время лучи вблизи оси волновода находятся в среде с более высоким показателем преломления, т. е. имеют меньшую скорость, чем скорость лучей, достигающих границы волновода. Меньшая скорость распространения компенсирует меньший путь, приводя к выравниванию времени распространения лучей с разными траекториями. Отсутствие межмодовой задержки является важным свойством волноводов с параболическим профилем показателя преломления.

Рисунок 6 - Зависимость нормированной константы распространения от нормированной частоты для волновода с параболическим профилем показателя преломления

Характеристическое уравнение планарного волновода с параболическим профилем показателя преломления может быть получено как в лучевом приближении, так и решением волнового уравнения приближенными методами. Характеристическое уравнение имеет вид

² = V(2N + 1), N = 0, 1, 2,.... (18)

На рис. 5 показана зависимость нормированной константы распространения b = 1 - [(2N + 1)/V] от нормированной частоты V. Необходимо отметить, что обращение нормированной константы распространения в ноль (b = 0) в данном случае не соответствует реальному условию отсечки моды [6]. Это связано с тем, что при приближенном анализе волновода данного типа предполагается, что среда с параболическим профилем показателя преломления не ограничена в направлении x. В реальных волноводах среда ограничена оболочкой, поэтому данный результат для таких волноводов непригоден.

Ниже приведены распределения компонент поля ТЕ- и ТМ-мод для планарного волновода с параболическим профилем показателя преломления. Распределения получены методом приближенного решения волнового уравнения:

ТЕ-моды:= Ez = Hy = 0;

;

;

(19)

где  = 2a²/V;

H_N - функция Эрмита:

, N = 0,1,2,…. ; (20)= Hz = Hx = 0;

;

; (21)

N = 0,1,2,…. ; (22)

В данном случае w₀ задается выражением

(23)

Отметим, что распределения полей ТЕ- и ТМ-мод при 2Δ <<  совпадают.

2. Особенности состава и строения кристаллической решетки LiNbO₃

Основной особенностью фазовой диаграммы ниобата лития (рисунок 7) является несовпадение пика конгруэнтной кристаллизации, который обычно находится в диапазоне 48,3-48,65 мол.% Li₂O и имеет достаточно пологие склоны в диапазоне ±2 мол.%, со стехиометрией соединения LiNbO₃ ().

Рисунок 7 - Фрагмент фазовой диаграммы системы Nb₂O₅-Li₂O

Вследствие этого у кристаллов конгруэнтного состава () наблюдается нарушение трансляционной инвариантности в катионной подрешетке (Li⁺-Nb⁵⁺-вакантный октаэдр) в виде доменов с увеличенными плотностью и объёмом кристаллической решетки в областях с дефицитом Li₂O. Домены такого типа могут достигать размеров 5-10 периодов трансляции, а их концентрация - значения 10²⁰ см^-3. Характерным проявлением дефектов решетки явление смещения ионов ниобия на позицию ионов лития (антиструктурный Nb_Li-дефект).

Технология выращивания кристаллических заготовок такого состава позволяет получать достаточно большие образцы с высоким оптическим качеством. Однако кристаллы конгруэнтного ниобата лития отличаются высокой степенью фоторефрактивности и низкой лучевой стойкостью, что сильно ограничивает их применение в лазерной технике. Для улучшения этих характеристик в кристаллическую решетку конгруэнтного кристалла добавляют малые концентрации (<1 мас.%) катионов с ионным радиусом, который сопоставим с радиусом ионов лития и ниобия: Mg²⁺, Zn²⁺, Gd³⁺, B³⁺ и др. Эти катионы имеют высокий коэффициент вхождения в октаэдрические вакансии, почти не искажая структуру кристаллической решетки. Ионы с переменной нестабильной валентностью, такие как Cu²⁺- Cu³⁺ и Fe²⁺- Fe³⁺, резко повышают оптическое поглощение и степень фоторефрактивности.

Кристаллы, полученные из шихты с немного повышенным содержанием Li₂O, имеют близкий к стехиометрическому состав () элементарной ячейки. В идеальных условиях кристаллы такого состава должны обладать наиболее совершенным строением кристаллической решетки. Однако из-за высокой степени разупорядоченности ячейки (большое количество вакансий, взамозамещение ионов и т.д.), неравновесности процесса кристаллизации, а также пологой кривой раздела границы фаз, из-за которой небольшие флуктуации температуры вызывают значительные флуктуации состава, рост кристаллов с данной структурой сопровождается значительным дрейфом значений размеров кристаллической решетки вдоль длины заготовки. Подобные неоднородности зачастую приводят к внутренним механическим напряжениям, растрескиванию кристалла и неоднородности показателя преломления кристалла вдоль его длины. С другой стороны, стехиометрические кристаллы небольших размеров отличаются более высокой лучевой стойкостью и менее подвержены явлению фоторефрактивности из-за высокой структурной упорядоченности соседних ячеек.

Дальнейшее повышение концентрации Li₂O () еще более снижает подверженность кристаллов наведенным термооптическим искажениям, однако резко ухудшает оптическое качество кристалла из-за увеличения количества неоднородностей.

3. Самовоздействие световых пучков в фоторефрактивной среде

В данном разделе проведен обзор методов легирования фоторефрактивными примесями поверхности и формирования планарных оптических волноводов в LiNbO₃, а также рассмотрены некоторые нелинейно-оптические эффекты и явления, которые наблюдаются в фоторефрактивных кристаллах, и показаны перспективы их применения. Так же будет рассмотрено использование ниобата лития в интегрально-оптической схеме.

.1 LiNbO₃ как интегрально-оптическая схема

С прикладной точки зрения LiNbO₃ представляет интерес в связи с возможностью индуцирования канальных ОВ для распространения инфракрасного излучения, и на их основе, создания различных элементов переключения и переадресации световых сигналов, эшелонных мультиплексоров и других элементов передачи информации. Кроме того, для многоканальных систем с высококачественными источниками требуются узкополосные фильтры [12]. В работе [13] было отмечено, что во многих направлениях техники используются интерферометры воздушного типа, но в последнее время наблюдается тенденция использования твердого материала между пластинами, интерферометра Фабри-Перо, что обусловлено его компактностью, простотой, легкостью; отсутствием потребности в комплексной электронике и механической структуры для поддержки параллельности рабочих граней. Относительно недавно-в качестве материала прослойки разделительного слоя стали использовать слой LiNbO_3.

В научных работах уже были теоретически описаны и продемонстрировано в практическом применении в плане возможности создания на основе пластин LiNbO₃ с заданной комбинацией' оптических, фоторефрактивных и других свойств элементов для измерения температуры и регистрации оптического излучения и оптически реконфигурируемых элементов преобразования профиля световых пучков. На основе ионно- имплантированных планарных оптических волноводов в пластинах LiNbO₃ продемонстрирована возможность создания элементов расщепления и переключения световых пучков. Поэтому именно в этих кристаллах и волноводах на их основе, открываются широкие возможности создания элементов фотоники для различных цепей передачи, обработки и регистрации оптического сигнала.

Для примера можно проиллюстрировать принцип действия и формирования элементов управления и переадресации световых пучков в ионно-имплантированных планарных волноводах на основе LiNbO₃ для датчиков измерения температуры, где производится регистрация и расчета параметров термочувствительных элементов для этих датчиков, которые способствуют повышению их чувствительности и очности измерения температуры до сотых и даже тысячных долей градуса и элементов для регистрации УФ излучения.

Для сравнения в таблице 1 приведены характеристики некоторых оптических материалов используемых при разработке различных оптических приборов и устройств. Коэффициент линейного теплового расширения LiNbO₃ приведен для кристалла Х-среза, в интервале температур T=(0500)°С[15], и в интервале температур T=(50200)°С для SBN. Показатели преломления для LiNbO₃ и SBN приведены для необыкновенной волны в кристалле при =633 нм[15]. Температурный коэффициент показателя преломления для SBN[16,17] и для LiNbO₃ [18] приведены для необыкновенной волны в кристалле dn_e/dT.

Таблица 1 - Характеристики некоторых оптических материалов используемых при разработке различных оптических приборов и устройств.

Одним из основных и важных требований к материалу ИТЭ является чувствительность материала к изменению температуры. Как видно из таблицы 1 такие характеристики LiNbO₃ как температурный коэффициент показателя преломления и коэффициент линейного теплового расширения достаточно велики, что позволяет использовать его в качестве ИТЭ [18]. Кроме того, отработаны технологии промышленного производства пластин LiNbO₃ размером до 120 мм. Еще одним преимуществом использования пластин из LiNbO₃ в качестве ИТЭ является их коммерческая доступность, в то время как стоимость пластин SBN достаточно велика. Поэтому основой предложенного элемента стала пластина из LiNbO₃.

4. Планарные оптические волноводные структуры и методы их формирования

Теперь рассмотрим основные методы формирования планарных оптических волноводов в LiNbO_3, оптические эффекты и явления, которые наблюдаются в фоторефрактивных кристаллах, и теоретически будут показаны их применения.

При исследовании эффектов самовоздействия в нелинейных средах, возможность формирования элементов управления светом и преобразования профиля световых пучков в волноводно-оптических структурах привлекает значительное внимание. Это обусловлено, например, тем, что при легировании волноводного слоя на поверхности образца, концентрация примеси, ответственной за фоторефрактивные свойства либо другой механизм оптической нелинейности, может быть доведена в нем до уровня, существенно превышающего ее величину в образцах, легированных по мере их выращивания [2]. Волноводные световые поля неоднородны, поэтому такие волноводные структуры представляют собой многомодовую среду с поперечной неоднородностью нелинейно-оптического отклика [19].

Одним из основных материалов для реализации ОВ и интегрально-оптических устройств на их основе является стекло и LiNbO₃. Для формирования волноводно-оптических структур в кристаллах LiNbO₃ термической диффузии металлов [2,3,12]; протонного обмена в расплавах органических кислот [20,21]; комбинированные методы диффузии металлов и протонного обмена; создания подповерхностных барьерных слоев путем облучения высокоэнергетичными пучками ионов.

.1 Кристаллохимическое описание стекол

Физические свойства стекол зависят от их строения и состава. Для изготовления пассивных элементов ИОС в качестве подложек, как правило, используются стекла. Это обусловлено, в частности, относительной простотой изготовления оптических элементов и их простотой.

В основе кристаллохимического описания стекол лежат понятия ближнего и дальнего порядков в структуре веществ.

Ближний порядок в общем случае означает правильное расположение отдельных атомов относительно некоторого фиксированного атома.

Для оксидных стекол ближний порядок характеризует расположение атомов кислорода относительно катионов. Например, атомы кремния всегда окружены четырьмя атомами кислорода. Координационные группировки (SiO₄)^4- сохраняются в расплавленном, кристаллическом или стеклообразном состоянии диоксида кремния. Это означает, что в структуре стекла сохраняется ближний порядок в расположении анионов относительно катионов кремния, характерный для координационной структуры кристаллов.

Дальним порядком называется строго периодическое и последовательное расположение атомов или группировок из атомов в пространстве, которое обусловливает образование единой трехмерной решетки.

Если для кристаллических структур характерно наличие ближнего и дальнего порядков, то особенность строения стекол состоит в том, что в их структуре имеется ближний порядок, но отсутствует дальний порядок в расположении координационных групп атомов.

В основе структуры силикатного стекла, т.е. стекла, содержащего в качестве основного компонента кремнезем, лежат ионы (SiO₄)^4-, образующие тетраэдры, в центре которых располагается малый ион Si⁴⁺ радиусом 0,039 нм, а в вершинах находятся более крупные ионы O^2-, имеющие радиус 0,132 нм. Расстояние от центра тетраэдра до центра ионов O^2- составляет 0,162 нм, а между соседними ионами O^2- - 0,265 нм. На рисунке 8 представлен внешний вид такого тетраэдра.

Соединяясь друг с другом вершинами, эти тетраэдры образуют непрерывную в одном, двух или трех измерениях пространственную структуру. Взаимным расположением тетраэдров в структуре, их упорядоченностью определяются основные свойства материала.

Рисунок 8- Внешний вид тетраэдра (SiO₄)^{4 -}

Правильно упорядоченные тетраэдры образуют правильную кристаллическую решетку, характерную для кристаллического кварца (рисунок 9 а), что предопределяет анизотропность его свойств. В то же время в кварцевом стекле (плавленом кварце) наблюдается неупорядоченное расположение тетраэдров (рисунок 9 б) и изотропность свойств наряду с отсутствием ярко выраженной температуры плавления, присущей кристаллическим материалам.

В общем случае в центре кислородных тетраэдров могут находиться и другие стеклообразователи (B, P, Ge), при этом стекла носят названия боратных, фосфатных или германатных.

Рисунок 9 - Кристаллическая решетка кристаллического (а) и плавленого (б) кварца

Как правило, большое число таких тетраэдров (многогранников) имеют общие вершины, занятые так называемыми мостиковыми ионами кислорода. Ионы кислорода, принадлежащие лишь одному полиэдру, называются немостиковыми ионами кислорода. В промежутках структурной сетки могут находиться некоторые положительные ионы (преобразующие сетку), например: Li⁺, Na⁺, K⁺, Ba²⁺, Ca²⁺, Mg²⁺. Эти катионы, не способные самостоятельно образовывать непрерывную структурную сетку, называются модификаторами. Катионы модификаторов располагаются в свободных полостях структурной сетки, компенсируя избыточный отрицательный заряд сетки, обусловленный наличием немостиковых ионов кислорода. Кислородное окружение катионов модификаторов формируется в соответствии с их координационными требованиями. Прочность связи модификатор - кислород значительно ниже прочности связи стеклообразователь - кислород, поэтому модификаторы не образуют прочных координационных групп. Так, например, прочность связи кислорода с кремнием равна 443 кДж/моль, а прочность связи кислорода с натрием равна 84 кДж/моль, с калием - 54 кДж/моль. Ионы стеклообразователей, кислорода, щелочных и одновалентных металлов имеют следующие размеры:

Si⁴⁺ = 0,039 нм; Li⁺ = 0,068 нм; Cs⁺ = 0,165 нм;³⁺ = 0,020 нм; Na⁺ = 0,098 нм; Ag⁺ = 0,126 нм;⁴⁺= 0,044 нм; K⁺ = 0,133 нм; Tl⁺ = 0,149 нм;⁵⁺ = 0,035 нм; Rb⁺ = 0,149 нм; O^2- = 0,136 нм.

Структурная сетка натрийсиликатного стекла более рыхлая и менее связанная, чем сетка кварцевого стекла, в ней крупнее промежутки и полости, в которых располагаются ионы натрия (рисунок 10).

У плавленого кварца все ионы кислорода - мостиковые. Поэтому он имеет жесткую сетку. Атом кремния в кварце окружен четырьмя атомами кислорода, расположенными симметрично в вершинах тетраэдра. Тетраэдры не образуют в пространстве геометрически правильных соединений, характерных для решеток кристаллических модификаций кварца.

Рисунок 10 - Структурная сетка натрийсиликатного стекла

Несмотря на это, плавленый кварц обладает довольно «плотной» структурой по сравнению со стеклами. Структуры кристаллического и плавленого кварца не являются плотноупакованными, так как тетраэдры соединяются вершинами, а не ребрами и не гранями. В кварцевом стекле имеются свободные структурные полости, ограниченные в пространстве мостиковыми ионами кислорода.

Если в структурную сетку SiO₂ ввести некоторое количество окиси металла, например, Na₂O, то определенное число мостиковых ионов кислорода будет замещено таким же числом пар немостиковых ионов кислорода. Вследствие этого структурная сетка стекла становится менее прочной, степень сцепления сетки уменьшается, а сетка при этом разрыхляется. Это значит, что промежутки между тетраэдрами, а также «окна» между ними увеличиваются, что способствует довольно легкой диффузии ионов различных, чаще всего щелочных, металлов в стекло.

Наличие в стекле катионов щелочноземельных металлов (Mg²⁺, Ca²⁺, Sr²⁺, Ba²⁺), выполняющих, как и щелочные металлы (Li, Na, K, Rb, Cs, Tl), роль модификаторов, вызывает разрыв структурной сетки и увеличение в ней промежутков и «окон». При замещении щелочных катионов на щелочноземельные степень связности структурной сетки может несколько возрасти, так как щелочноземельные ионы, обладая более высоким зарядом, могут связывать отдельные кремнекислородные цепочки.

Как правило, многокомпонентные стекла с высоким содержанием оксидов щелочных металлов, и в особенности Na₂O, наиболее пригодны для формирования волноводов с помощью диффузионных процессов. Высокая подвижность ионов Na⁺ в матрице таких стекол обусловливает высокую скорость диффузии ионов (K⁺, Ag⁺, Li⁺ и т.д.), увеличивающих показатель преломления стекла, и создает предпосылки для формирования волноводов с большой глубиной световедущего слоя.

При изготовлении волноводов на стеклах часто в качестве подложки используется стекло от фотопластин, оно представляет собой натриевосиликатное многокомпонентное стекло, в состав которого входит: 72-73% SiO₂; 1,5-2% Al₂O₃; 0,08-0,1% Fe₂O₃; 7-9% CaO; 3-4% MgO; 0,5-1% K₂O и 14-15% Na₂O.

Большое содержание окиси натрия (Na₂O»14%) позволяет получать высокие скорости диффузии и изготавливать глубокие волноводы со значительными изменениями показателя преломления. Однако в процессе варки этого стекла его спектральная характеристика ухудшается в результате попадания окрашивающих примесей.

Среди окрашивающих примесей наиболее распространен оксид железа, в той или иной концентрации содержащийся в составе всех кварцевых песков. Ионы железа содержатся в стекле в двух- и трехвалентном состоянии. Влияние Fe₂O₃ и FeO на окраску стекла различно: Fe₂O₃ придает стеклу желтовато-зеленоватый или желтый оттенок, FeO - синевато-зеленоватый или синий оттенок. Интенсивность окраски, которую вызывает двухвалентное железо, приблизительно в 15 раз сильнее, чем окраска трехвалентным железом. Даже невысокое содержание окислов железа (0,2-0,5%), что наблюдается у стекол, приводит к сужению спектра пропускания.

Бесцветные силикатные стекла имеют высокое пропускание в видимой области и широкие полосы фундаментального поглощения в УФ- и ИК-областях. В ИК-области силикатные стекла пропускают излучение вплоть до 2,5 мкм. Типичный спектр пропускания силикатных стекол представлен на рисунке 11.

Рисунок 11 - Типичный спектр пропускания силикатных стекол

Край поглощения в ИК-области определяется содержанием остаточных групп ОН. Для обезвоженного стекла граница поглощения в ИК-области сдвигается до 4-4,5 мкм, а у кварцевого стекла достигает 5 мкм.

Спектральные характеристики стекол, содержащих примеси железа, ограничены в УФ- (l = 400 нм) и в ИК-области. На длине волны l = 1,1 мкм наблюдается сильная полоса поглощения, обусловленная наличием Fe⁺². Эта полоса с увеличением содержания железа углубляется и расширяется до l = 700 нм.

Поскольку спектральная характеристика оптического волновода во многом будет определяться спектральной характеристикой стекла, выбранного в качестве подложки, то формирование качественных волноводов с широким спектром пропускания лучше проводить на оптических бесцветных стеклах, отличающихся высокой прозрачностью, оптической однородностью, бессвильностью и радиационной стойкостью. Среди них наиболее подходящими в качестве подложек при изготовлении элементов интегральной оптики с помощью диффузионных процессов являются кроны (К), содержащие до 7,2% Na₂O, крон-флинты (КФ) - 6%, легкие флинты (ЛФ) - 4,5%, а также легкие кроны (ЛК), содержащие до 16,2% K₂O.

Наиболее часто в качестве подложек ИОС используется отечественное оптическое стекло К8, имеющее показатель преломления n=1,515 на λ=0,63 мкм. Стекло К8 по своему составу относится к боросиликатным стеклам, оно содержит 72% SiO₂, 8,15% В₂O₃, 10,45% К₂О, 7,2% Na₂О, 1,55% CaO, 0,4% MgO, 0,2% As₂O₃. По составу стекла видно, что оно содержит значительное количество щелочных ионов, которые могут быть заменены в матрице стекла на ионы серебра, что приводит к увеличению показателя преломления в соответствующих местах подложки. Стекло К8 имеет высокое пропускание в видимой и ближней ИК-областях в диапазоне Dλ=0,3-2,5 мкм.

Из зарубежных стекол широко применяется стекло Corning Pyrex 7740, имеющее показатель преломления n= 1, 473 на λ=0,598 мкм, и BK-7, аналог отечественного К8.

Стеклянная подложка, на которой формируются волноводы, должна быть плоской и гладкой, без дефектов поверхностного и приповерхностного слоя. Эти параметры подложек в основном определяются технологическими приемами, используемыми в процессе их изготовления.

.2 Получение планарных волноводов методами диффузии

Для повышения фоторефрактивной чувствительности пластин LiNbО₃ использовалось диффузионное легирование поверхности подложки железом (Fe) и медью (Си). Для этого на первом этапе изготовления исследуемых образцов (рисунок 12 а) на поверхность пластин LiNbО₃ наносились пленки Fe или Сu толщиной 20-120 нм вакуумным термическим распылением. Затем проводилась диффузия при температурах 900-1000°С в течение 40-120 ч. для железа или 2-35 ч при температурах 900°С для меди (рисунок 12 б). Разница во времени, требуемого для диффузии, железа и меди в подложку LiNbO₃, объясняется тем, что величина коэффициента диффузии Сu (D_Cu:=(10,2)10^-8 CM²C^-1) в LiNbO₃ может превышать величину коэффициента диффузии Fe (D_Fe:=(1,80,2)10^-11 CM²C^-1) на три порядка[2]. Перед нанесением пленок диффузанта проводилась химическая очистка и отмывка пластин с использованием органических растворителей (изопропиловый спирт и ацетон). Металлические пленки наносились на поверхность пластин методом вакуумного термического распыления. Контроль толщины пленок диффузанта осуществлялся изменением времени напыления. Основные этапы изготовления исследуемых образцов с поверхностью легированной фоторефрактивными примесями Fe и Си показаны на рисунке 12:

Рисунок 12 - Этапы производства планарных волноводных оптических структуре поверхности пластины LiNbO₃.

Последним этапом была полировка торцов до состояния оптического качества, что необходимо для эффективного ввода излучения торцевым методом в планарный оптический волновод. Используя данную методику можно варьировать время диффузии, температуру отжига и толщину нанесенной пленки металла, что дает возможность формировать планарные волноводы и одномерные волноводные решетки с наперед заданными свойствами. Для формирования ОВ с заданными свойствами необходимо подробное знание зависимости показателя преломления от концентрации легирующей примеси.

Теперь рассмотрим самые распространённые методы формирование волноводов на подложках LiNbO₃. К ним относятся методы термическое диффузии, протонного обмена и ионно-имплантация, уменьшение концентрации носителей и электрооптический эффект.

.2.1 Изготовление ОВ методом термическая диффузия

Термическая диффузия (диффузия из тонких металлических или окисных пленок), как способ изготовления интегрально-оптических волноводов, нашла широкое применение в интегральной оптике.

Сущность метода термической диффузии заключается в том, что на предварительно хорошо очищенную подложку наносится тонкий слой металла или его окисла. Затем подложка нагревается до температуры, близкой к температуре плавления или размягчения и выдерживается при этой температуре определенное время. В результате атомы напыленного материала диффундируют в подложку, изменяя ее показатель преломления. Для создания волноводного слоя необходимо использовать диффузанты, приводящие к увеличению показателя преломления подложки.

.2.1.1 Планарные ОВ Ti:LiNbO₃ для интегральной и нелинейной оптики

Самый распространены и наиболее применяемый метод при создании планарных и канальных ОВ в LiNbO_3, это высокотемпературная диффузия металлов и оксидов. При этом диффузия происходит при температурах 950-1050°С. С точки зрения оптического качества волноводных слоев и возможность достижения малых толщин волноводов, что имеет принципиальное значение для реализации электрооптических и акустооптических элементов, наиболее удачной оказалась методика диффузии титана (Ti). Этот метод позволяет формировать высокочастотные волноводы с низким оптическими потерями, малой эффективной толщиной и высокой стойкостью к оптическому разрушению. Большинство известных интегрально-оптических элементов основаны на ОВ полученных на диффузии Ti:LiNbO_3.

Одним из недостатков метода диффузии Ti в подложку LiNbO₃ я является дрейф параметров устройства, полученных этим методом. Это переходные процессы могут быть объяснены за счет анизотропного перераспределения объемного заряда в LiNbO₃ после резкого изменения приложенного напряжения. Как известно пироэлектрический эффект приводит к зависимости параметров интегрально-оптических устройств, сформированных диффузией Ti в LiNbO₃ от температуры. Это влияние может быть уменьшено и практически устранено за счет тщательного выбора ориентации кристалла и геометрии устройства. Так же установлено, что работоспособность таких устройств ухудшается при воздействии сильнонасыщенных водяных паров.

4.2.1.2 Планарные ОВ Zn:LiNbO₃ для интегральной и нелинейной оптики

Как уже было сказано, ниобат лития является одним из наиболее широко применяемых в настоящее время сегнетоэлектрическим материалом, универсальным для оптических применений благодаря возможности управлять его свойствами путем варьирования состава. Ниобат литий сильно зависит от состава, и одно из его основных свойств является фоторефрактивная чувствительность, из этого одной из главных задач является ее подавить, так как она сильно влияет на модуляцию оптического излучения, то есть нужен «нефоторефрактивный состав». К «нефоторефрактивным» примесям можно отнести цинк (Zn). При создании оптических волноводов Zn:LiNbO₃ используются методы диффузии из паров Zn металлических пленок Zn и оксидных пленок ZnO.

Рассмотрим формирование планарных волноводов Zn:LiNbO₃. В качестве примера приведу научную статью, посвященную данному методу.

.2.1.3 Формирование планарных волноводов Zn:LiNbO₃

Для формирования планарных волноводов использовались подложки конгруэнтного ниобата лития X- и Y-срезов, которые имели толщину от 1 до 2 мм и поперечные размеры по полярной оси Z - от 5 до 10 мм, а вдоль направления распространения света (оси Y или X, соответственно) - от 10 до 20 мм. Пленки ZnO на LiNbO₃ получали из пленкообразующих растворов методом вытягивания. В качестве исходных веществ были выбрана соль нитрата цинка и салициловая кислота (C₆H₄(OH)COOH), растворитель - 96%-й (мас.) этанол. Установлено, что необходимое значение вязкости раствора (1,96 мм²/с) для получения качественных пленок достигается при соотношении Zn²⁺: C₆H₄(OH)COO- = 1:2; вязкость растворов измеряли на вискозиметре типа ВПЖ-2 при комнатной температуре. Полученные оксидные пленки были однородными, размер зерна по поверхности изменялся в пределах 10-17 нм, высота кристаллитов не превышала 20 нм. Толщина пленоксоставляла ~86 нм. Пластины ниобата лития с нанесенными на них пленками ZnO помещались в трубчатую печь СУОЛ-25 для проведения диффузии. Нагрев образцов осуществлялся со средней скоростью 35 ºС/мин, температуры отжига составляли от 870 до 1050 ºС, начальная скорость снижения температуры не превышала 15 ºС/мин. Используемые при создании волноводов Zn:LiNbO₃ типичные параметры диффузионного процесса, для некоторых образцов с условной нумерацией 1-5 приведены в таблице, наряду с данными по количеству волноводных ТЕ-мод, экспериментально наблюдаемых в них на трех длинах волн.

Таблица 2 - Параметры диффузии и волноводов Zn:LiNbO_3.

В образце 1 Y-среза, имеющего обе оптически полированные поверхности, пленки осаждались из раствора естественным образом на каждую из них, и волновод формировался как на поверхности с нормалью +Y, так и на поверхности с нормалью -Y. Для исследования характеристик полученных волноводов после отжига производились оптические измерения спектра эффективных показателей преломления волноводных мод и показателя преломления подложки методом призменного ввода-вывода излучения. Эксперименты показали, что импульсное излучение с длиной волны 1053 нм при некоторых углах ввода приводит к ГВГ в исследованных волноводах Zn:LiNbO3, которая фиксировалась по m-линиям, выводимым из волновода выходной призмой связи на длинах волн 532 и 526,5 нм соответственно. Измеренные углы ввода свидетельствуют о том, что при некоторых из них ГВГ обусловлена несинхронным волноводным процессом, когда возбуждаемая в волноводе ТЕ-мода ИК-диапазона является волной накачки. Другие углы, при которых наблюдается волноводная ГВГ, обусловлены тем, что наводимая при отражении волны накачки от границы раздела призмы ввода с поверхностью волновода нелинейная поляризация находится в синхронизме с волноводной модой на частоте второй гармоники. Данная методика позволяет определять спектр эффективных показателей преломления волновода сразу для двух длин волн (1053 и 526,5 нм), при использовании излучения с единственной длиной волны 1053 нм.

.3 Метод, формирования, стационарных оптических волноводов протонным обменом

Протонный обмен - это низкотемпературный процесс (Т<250°С), который успешно используется для, формирования ОВ в LiNbO₃.Протонный обмен основан на погружении подложки в расплав бензойной кислоты. В этом случае, как и при диффузии во внешнюю среду, изменяется только показатель преломления для необыкновенной волны п_е. Однако при этом достижимы относительно большие перепады показателя преломления n, что является важным при создании устройств с дифракционными решетками, планарных линз и сильно направляющих волноводов для эффективного электрооптического и акустооптического взаимодействия. Протонный обмен с последующим отжигом может быть также использован для изменения или ликвидации двулучепреломления в волноводах из LiNbO₃, полученных диффузией Ti. Эти преимущества, протонного обмена при создании пассивных элементов были продемонстрированы ранее, однако активные электрооптические устройства, полученные методом протонного обмена, до сих пор не достигли достаточно низких значений управляющего напряжения, близких к тем, которые используются в структурах Ti: LiNbO₃. Кроме того, волноводы, создаваемые методом протонного обмена, имеют низкую стабильность параметров и снижение электрооптического эффекта.

Такие технологические методы как термическая диффузия примесей и протонный обмен в кристаллах LiNbО₃ приводят к формированию градиентных волноводов, характеризующихся плавным изменением показателя преломления по их толщине. Профиль показателя преломления, т.е. закон изменения п(х), является одной из важнейших характеристик оптических волноводов, поскольку он определяет их модовый состав и распределение полей мод, которые должны приниматься во внимание при проектировании интегрально-оптических схем и их элементов.

4.4 Метод формирования стационарных оптических волноводов ионной имплантацией

От всех выше приведенных способов легирования отличается метод ионной имплантации, суть которого заключается в том, что поверхность материала, бомбардируют потоком ускоренных ионов имплантируемого элемента (энергия ускорениям пучков ионов может варьироваться от десятков кэВ до единиц и десятков МэВ), при этом достигается максимально приближенный к ступенчатому профилю профиль показателя преломления. Энергия ионов настолько велика, что они внедряются в кристаллическую решетку легируемого образца, проникая на нужную глубину. Затем проводят отжиг для устранения дефектов в кристаллах. С помощью этого метода производят материалы со статистически равномерным распределением не растворяющихся друг в друге элементов, таким образом, получая структуры, которые нельзя получить никакими другими способами.

Около 50 лет назад, началось активное исследование методов ионной имплантации материалов. Впервые продемонстрировали формирование волноводов в LiNbO₃ имплантацией ионов гелия (Не), получив практически ступенчатый профиль показателя преломления (ППП), при этом толщина волноводного слоя составляла 3,6 мкм, а среднее значение изменения показателя преломления в имплантируемой области 0,193.

В настоящее время для создания оптических волноводов в LiNbO₃ успешно используется имплантация легких ионов, таких как Н⁺ и Не. Волновод, обеспечивающий направленное распространение света в нем посредством полного внутреннего отражения, определятся областью с более высоким показателем преломления, чем показатель преломления материала. И прямая и обратная диффузия требуют температуру свыше 850°С при этом после добавления Ti (или удаления Li), максимальное изменение показателя преломления может достигать 0,04. Этого изменения достаточно для формирования волновода, но для диффузии является предельным. Возможно, что в некоторых оптических приборах, можно было бы обойти стороной некоторые проблемы, такие, например, как слабый контроль толщины волноводного слоя, если применять для формирования оптических волноводов метод ионной имплантации.

На основе полученных результатов, исследователями ионной имплантации был определен набор преимуществ этого метода легирования, к основным достоинствам которого относят возможность:

. Вводить примесь при любой температуре подложки;

. Легкость локального легирования;

. Легкость контроля и полной автоматизации технологического процесса и др.

При имплантации в LiNbO₃ показатель преломления в имплантированной области уменьшается т.к. разрушается кристаллическая структура материала, в этой области материал становится аморфным, что приводит к значительной разнице в показателях преломления или волноводному эффекту. Кроме того, ионная имплантация предоставляет дополнительную возможность контроля ППП по глубине.

При имплантации ионов с высокой энергией глубоко в подложку профиль показателя преломления получается близким к ступенчатому профилю. При имплантации ионов с низкой энергией и, соответственно, с небольшой глубиной проникновения (несколько микрометров), для одномодовых ОВ может возникать отклонение профиля показателя преломления от ступенчатой формы, так как энергия отдачи атома растет с увеличением глубины, которая вызывает повреждение приповерхностной области. Более того, имплантация через соответствующую маску на поверхности подложки дает возможность формировать одномодовые и многомодовые канальные ОВ в различных материалах.

В отличие от диффузионного метода создания планарных ОВ, ионная имплантация предоставляет возможность создания идентичных серий планарных волноводных структур, что является важным условием для массового производства оптических элементов на их основе и применима к материалам, для которых не может использоваться метод термической диффузии. Все перечисленные достоинства ионной имплантации, безусловно имеют ограничения, но в рамках исследований, эти недостатки не играют существенной роли и не принимаются во внимание. Стоит лишь, отметить, что при внедрении в, производство оптических элементов на основе ионно-имплантированных волноводных структур, ощутимым недостатком методов ионной имплантации может оказаться высокая стоимость имплантационного оборудования, при этом можно также спрогнозировать, что массовость производства и прогресс в усовершенствовании этого оборудования позволит сгладить этот недостаток.

.5 Метод формирования стационарных оптических волноводов методом, использующий электрооптический эффект

GaAs и Ga_(1-x) Al_xAs обладают достаточно сильно выраженным электрооптическим эффектом, выражающимся в том, что присутствие электрического поля приводит к изменению у них показателя преломления. Из этого следует, что если на подложку из GaAs нанести металл в виде полоски, подобно тому как это делают для получения контакта для барьера Шоттки (рисунок 13), и подать обратное напряжение смещения, то электрическое поле в обедненном слое приведет к значительному изменению показателя преломления, которое обусловит формирование волноводного слоя с показателем преломления n₂, большим показателя преломления n₁ подложки.

К счастью, очень просто получить барьер Шоттки на полупроводниковых соединениях GaAs и Ga_(1-x) Al_xAs. Почти любой металл, за исключением серебра, если его просто без термообработки нанести на материал n-типа, образует на этих материалах барьер Шоттки, а не омический контакт. При подаче на барьер Шоттки обратного напряжения смещения образуется обедненный носителями слой, как при p-n-переходе. Показатель преломления света в этом слое больше показателя преломления материала подложки, что обусловливается двумя механизмами.

Во-первых, он увеличивается за счет обеднения слоя носителями электричества. Во-вторых, увеличение показателя преломления вызывается присутствием электрического поля. Изменение показателя преломления для конкретной ориентации кристаллической решетки, представленной на рисунке 13, и для волны ТЕ дается следующим выражению

 (24)

где n - показатель преломления материала в отсутствие электрического поля,

V - величина приложенного напряжения,

t_g - толщина обедненного слоя,

a r₄₁ - компонента электрооптического тензора, соответствующая выбранной ориентации кристалла и электрического поля.

Рисунок 13 - Схема волновода на основе электрооптического эффекта.

Электрооптический эффект является анизотропным, и, следовательно, другие типы ориентации не обязательно приводят к такому же изменению показателя преломления. Например, для случая такого кристалла, ориентированного, как на рисунке 13, но для волны ТМ (с вектором Е, поляризованным в направлении х), изменение показателя преломления равно нулю. Поэтому при проектировании волноводов на электрооптическом эффекте следует учитывать, как ориентацию кристаллической решетки подложки, так и поляризацию направляемой волны.

Толщина волновода, т. е. толщина обедненного слоя, зависит от концентрации носителей материала подложки, а также от величины приложенного электрического поля. Если предположить разумной концентрацию носителей материала подложки порядка 10¹⁶ см^-3, а напряжение смещения V равным 100 В, т. е. максимально возможным, чтобы избежать лавинного пробоя полупроводника, то получим толщину обедненного слоя t_g=3,6 мкм. Такой результат основан на использовании показателя преломления, которое следует из выражения для Dn, составляет Dn = 8,3×10^-4, при этом для GaAs используются значения n = 3,4 и n³r₄₁ = 6×10^-11 м/В.

Самым значительным преимуществом электрооптического волновода по сравнению с волноводами описанных ранее типов является то, что его можно ввести в действие электрическим способом и поэтому использовать в качестве переключающих и модулирующих элементов. Изменяя приложенное напряжение смещения, можно изменить не только показатель преломления волноводной области, но и толщину волновода, создавая, таким образом, для определенной моды желаемые условия либо до отсечки, либо после отсечки.

Металлическая пластинка для контакта Шоттки может иметь форму прямой или изогнутой узкой полоски. В таком случае под полоской при напряжении смещения выше уровня отсечки образуется прямоугольный канальный волновод.

При помощи электрооптического эффекта получают волноводы в ниобате лития (LiNbO₃; n=2,204-2,210; r₃₃=30,8×10^-12 м/В). Например, модулятор разрывного типа (рисунок 14).

При приложении электрического напряжения к управляющим электродам 2 в разрыве канальных волноводов 1 индуцируется область с повышенным показателем преломления, обладающая волноводными свойствами, и излучение беспрепятственно передается из одного канала в другой. При снятии напряжения большая часть излучения преобразуется в подложечные моды, не доходя до второго волновода, т.е. теряется в подложке. Таким образом можно управлять интенсивностью излучения на выходе модулятора создавая или разрушая канальный волновод в разрыве канальных волноводов 1.

Рисунок 14 - Модулятор разрывного типа: 1 - титандиффузионные канальные волноводы; 2 - управляющие электроды.

5. Провидение эксперимента и полученные результаты

Основная задача эксперимента получить коэффициент пропускание образца кристалла ниобата лития.

Для измерений использовали монохроматор-спектрограф MSDD 1000 в спектральном диапазоне от 180 нм до 1200 нм, следовательно, спектральные измерения производятся от УФ- до ИК- диапазона. Для того что бы измерить сигнал на большей длине волны, использовали монохроматор МДР-204, который работает в области до 5000 нм. Это дает возможность померить коэффициент пропускание сигнала для OH групп, где за счет этих групп пропускание сигнала имеет сильное затухание.

Для оценки и расчета коэффициента пропускание образца необходимо измерить спектры пропускания лампы без исследуемого образца и с ним. С помощью полученных спектров высчитываем коэффициент пропускание, который равен отношения спектра пропускания образца на спектр пропускания лампы, т.е.,

а=а_об/а_ламп * 100% (25)

.1 Результаты эксперимента

.1.1 Исследование УФ края полосы собственного поглощения кристалла

Известно, что при легировании пластин ниобата лития различными примесям происходит не только изменение свойств дефектной структуры, влияющей на фоторефрактивные свойства кристалла, но и происходит изменение собственного поглощения кристалла в УФ области. На рисунке 16 представлена наглядная картинка изменения края полосы от примеси в кристалле.

Рассмотрим пример оценки состава кристаллических пластин по УФ спектры поглощения кристалла, в состав которого входит скандий (Sc³⁺).

Рисунок 15 - Спектр поглощения Sc (0.5 м.%): LiNbO₃ в УФ и видимой области спектра

На рис.15 приведен УФ спектр поглощения кристалла ниобата лития, легированного скандием.

Для точного нахождения длины волны, соответствующей поглощению 15 см^-1 сделано рассмотрение более узкого диапазона спектра (вставка на рис.15) и произведена линейная аппроксимация значений коэффициента поглощения в области значений 14-16 см^-1.

Таким образом, при помощи определении длины волны, соответствующей интенсивности поглощения вблизи УФ края 15 см^-1, можно контролировать состав монокристалла.

Проведем подобный анализ нашего образца.

При помощи оптической схемы, приведенной на рис.15 были получены следующие результаты, приведенные на рисунках 18-20.

Дейтериевая лампа без образца, монохроматор MSDD-1000, дифференциальная решетка 1800 штрихов, спектр 265-400 нм.

Рисунок 16 - Спектр пропускания дейтериевой лампы при 𝞴=265 нм

Дейтериевая лампа с образцом, монохроматор MSDD-1000, дифференциальная решетка 1800 штрихов, спектр 265-400 нм

Рисунок 17 - Спектр пропускания исследуемого образца при 𝞴=265 нм

Рисунок 18 - коэффициент пропускания исследуемого образца при 𝞴=265 нм

Для расчетов исследуем область коэффициента поглощения в районе 15см^-1. На рисунке 19 приведен исследуемый участок с линейной аппроксимацией.

Рисунок 19 -  Участок спектра коэффициента поглощения в области 15 см-1

Таким образом, по оценке УФ края полосы собственного поглощения матрица ниобата лития был определен состав кристалла, равный 49,265 мол%, что соответствует составу кристалла близкого к стехиометрии.

.1.2 Исследование спектров пропускания ниобата лития

Галогенная лампас без образца, монохроматор MSDD-1000, дифференциальная решетка 1800 штрихов, спектр 400-700 нм

Рисунок 20 - Спектр пропускания галогенной лампы при 𝞴=400 нм

Галогенная лампас с образцом, монохроматор MSDD-1000, дифференциальная решетка 1800 штрихов, спектр 400-700 нм.

Рисунок 21 - Спектр пропускания исследуемого образца при 𝞴=40 нм

Галогенная лампа без образца, монохроматор MSDD-1000, дифференциальная решетка 400 штрихов, спектр 700-1100 нм.

Рисунок 22 - Спектр пропускания галогенной лампы при 𝞴=700 нм

Галогенная лампа без образца, монохроматор МДР-204, дифференциальная решетка 300 штрихов, спектр 2800-3000 нм (OH группы)

Рисунок 23 - Спектр пропускания галогенной лампы с фильтром при 𝞴=2800 нм

Галогенная лампа с образцом, монохроматор МДР-204, дифференциальная решетка 300 штрихов, спектр 2800-3000 нм (OH группы)

Рисунок 24 - Спектр пропускания исследуемого образца при 𝞴=2800 нм

.2 Моделирование планарного волновода

Для получения планарного волновода необходимо рассчитывать изменение показателя преломления кристалла в зависимости от состава образца, а также моделировать апертурный угол для ввода излучения в волновод.

На начальном этапе исследований были проанализированы профили изменения концентрации лития (ниобия) в кристалле ниобата лития, исходным для создания PPLN.

Из исходных теоретических данных математически был смоделирован градиент концентрации ионов лития вдоль длины пластины PPLN. В качестве профиля изменения концентрации лития в PPLN выбрали гиперболического тангенса нарастающего и спадающего от 49,975 до 50 мол.%.

Рисунок 25 - градиент Li в пластине PPLN

В соответствии из молекулярной теории дисперсии и молекулярного распространения световой волны в веществе, приходим к выводу, что градиент концентрации ионов лития влияет на оптические свойства образца. Прежде всего это влияние оказывает на показатель преломления n(λ,T, C_Li) от длины волны. Эту зависимость показателя преломления и длины волны можно рассчитать при помощи формул Зельмейера:

(28)

где i - содержание Li20 в кристалле (в мол.%),  - длина волны, , , , , , , ,  - подгоночные параметры,взятые из научной работы [24]; F - функция температуры, определяемая как F = f(T) - f(To), где To=297.5 K и

 (29)

Таблица 3 - Подгонные параметры для расчета показателя преломления

При расчете показателя преломления видно, что форма градиента не изменилась, но функция градиента показателя преломления имеет обратно пропорциональную зависимость от концентрации ионов лития.

Из полученных графиков видно, что показатель преломления в пластине PPLN относительно большой. Из этого можно сделать вывод, что при распространении моды в пластине очень высокий показатель полного внутреннего отражения по сравнению с единицей, следовательно, апертурный (критический) угол самофокусировки получится достаточно высоким (рис. 27).

Рисунок 26 - Градиент показателя преломления в пластине PPLN

Рисунок 27 - Схема распространения моды в пластине PPLN: где n(x) -показатель преломление пластины PPLN, α -угол апертуры.

Расчетные формулы для получения апертурных углов по всей длине пластине приведен ниже:

Из полученной расчетной формулы получается график зависимости данной величины от градиента показателя преломления (рис.28).

Рисунок 28 - Рассчитанный апертурный угол в пластине PPLN

Исходя из графика можно сделать вывод, что в пластине PPLN наблюдается достаточно большой апертурный угол из-за высокого показателя преломления, что дает возможность, создавать в пластине эффекты самофокусировки и дефокусировке.

Далее были проанализированы другие профили изменения концентрации лития в кристалле для создания PPLN. В качестве таких профилей изменения концентрации лития в PPLN выбирались: 1- постоянная концентрация лития вдоль PPLN (рис.35), и 2- концентрация изменяющейся по экспоненциальному закону, у которого нарастания концентрации лития имели следующие граничные значения - от 49,975 до 50 мол.% (рис.29). Для этих концентрационных профилей средняя концентрация лития в PPLN равнялась 50,5 мол.%

Рисунок 29 - Постоянная концентрация лития вдоль PPLN

По формуле Зельмейера (28) рассчитываем профиль показателя преломления для постоянной концентрации, результат которого проиллюстрирован на рисунке 30:

Рисунок 30 - Профиль показателя преломления постоянной концентрации лития в пластине PPLN

Из полученного графиков видно, что показатель преломления для постоянной концентрации не изменяется и равен n= 2,1985.

Далее по расчетной формуле (30) мы получаем график (рис.31) угла апертуры для постоянной концентрации лития, где видно, что критический угол остается так же неизменным и равен 63,2859 градусам.

Рисунок 31 - Рассчитанный апертурный угол для постоянной концентрации лития в пластине PPLN

Из полученного графика видно, что для профиля изменяющийся по экспоненциальному закону показатель преломления изменяется от n=2.2954 до n=2.2957.

Рисунок 32 - Рассчитанный апертурный угол для концентрации лития изменяющийся по экпанециальному закону в пластине PPLN

Из графика видно, что и для концентрации лития изменяющийся по экпанециальному закону, так же получим достаточно высокий показатель, для получения проставленных задач.

.3 Экспериментальный образец

После полученных теоретических результатов, был проведен анализ с экспериментальным образцом на практике. Экспериментальный образец представляет пластину кристалла ниобата лития (рис. 33), и нанесенным на него слоем фоторезисторов титана методом термической диффузии.

Рисунок 33 - Исследуемый образец

На рисунке 34 показан, то что было получено.

Далее образец был исследован под микроскопом. На рисунке 35 представлен торец образца, на которых видна область раздела, где и был нанесен слой диффузанта.

Рисунок 34 - Планарный волновод:1- фоторезисторы, 2 - LiNbO₃

Рисунок 35 - Торец пластины под микроскопом

оптический электромагнитный волна световой

Под лазерной указкой, экспериментальный образец был обучен под разными углами. Видно, что на выходе излучение усиливается.

Рисунок 36 - Облучение образца

Заключение

В результате выполнения дипломной работы были получены следующие результаты:

. Произведен обзор основных методов получения ниобата лития (LiNbO₃) и планарных волноводов в них посредством легирования фоторефрактивными примесями на поверхность, откуда исходя из полученных данных, получают образцы при формировании планарных оптических волноводов в кристалле LiNbO₃. Для поставленной задачи был выявлены основные нелинейно-оптические свойства, которые наблюдаются в фоторефрактивных кристаллах, и показаны перспективы их использования.

. В ходе изучения научных статей и научной литературы, было выявлено, что для создания управляющих оптических элементов перспективным материалом для использования в качестве подложки является не стекло, а кристалл LiNbO₃, т.к. основным механизмом фоторефракции является фотовольтаический эффект, а посредством легирования возможны существенные изменения физических свойств материала, например, оптического поглощения, фоторефрактивной чувствительности и др. В процессе изучения формирования стационарных волновых структур в LiNbO₃, было выявлено, что наиболее перспективным методом для создания планарных оптических волноводов в кристалле LiNbO₃, является метод ионной имплантации, т.к. этот метод позволяет достаточно точно контролировать процесс формирования планарных волноводов, что дает возможность создания на их основе полностью идентичных серий элементов.

. Изучены различные способы и методики получения планарных волноводов в нелинейных кристаллах ниобата лития.

. Изучена методика косвенной оценки состава кристалла ниобата лития по расположению УФ края собственной поглощения матрицы.

. Проведены спектральные исследования образца ниобата лития в УФ и ближней ИК областях спектра. Проведен анализ УФ спектра поглощения образца и получена оценка состава ниобата лития, равная 49,265 мол% по стехиометрии.

. Проведено физико-математическое моделирование расчетов планарного волновода, заключающееся в расчетах зависимости показателя преломления от состава кристалла и апертурного угла ввода излучения.

Список использованных источников

1 Гиббс X. Оптическая бистабильность. Управление светом с помощью света: пер. с англ. /X. Гиббс - М.: Мир, 1988. - 160 с.

2 Kip D. Photorefractive waveguides: fabrication, properties, and applications //Appl. Phys. B. - 1998. - Vol. 67. - P. 131 -150.

Photorefractive properties of ion-implanted waveguides in strontium barium niobate crystals / D. Kip, B. Kemper, I. Nee, R. Pankrath, P. Moretti // Appl. Phys. B. -1997. - Vol. 65. - P. 511.

Матюхин С.И. Ионная имплантация: новые возможности известного метода [Электронный ресурс] // Известия Орел ГТУ. Серия ≪Естественные науки≫. 2003. №1-2. С. 59 - 62.

5 Destefanis D.L. Optical waveguides in LiNbO₃ formed by ion implantation of helium / D.L. Destefanis, P.D. Townsend, J.P. Gailliard // AppL Phys. Lett. - 1 March 1978. - Vol.35, №5. - P. 293 - 294.

Buchal C. H. Titanium-implanted optical waveguide in LiNbO₃ / C.H. Buchal, P.R. Ashley, D. K Thomas// Material Science and Engineering - 1989.- A109.- P. 189 -192.

Ниобат лития: дефекты, фоторефракция, колебательный спектр, поляритоны / Н.В. Сидоров [и др.]. - М.: Наука, 2003. - 255 с.

Фоторефрактивные кристаллы в когерентной оптике / М.П. Петров [и др.]. - СПб.: Наука, 1992. - 320 с.

9Peithmann К. Photorefractive properties of highly-doped lithium niobate crystals in the visible and near-infrared / K. Peithmann, A. Wiebrock, K. Buse //Appl. Phys. B. - 1999. - Vol. 68. - P. 777 - 784.

Hadley G.R. Wide-angle beam propagation using Pade approximant operators // Opt. Lett. - 1992. - Vol. 17. - P. 1426.

Кузьминов Ю.С. Сегнето-электрические. кристаллы для управления лазерным излучением / Ю.С. Кузьминов. - М.: Наука, 1982. - 400 с.

Тамир Т. Волноводная оптоэлектроника: пер: с англ./ Т. Тамир: М.:Мир, 1991. -574с.

13 Design of a lithium niobate Fabry-Perot etalon-based spectrometer/ R. P. Netterfield, C.H. Freund, J.A. Seckold; C.J. Walsh// Appl., Opt. - July 1,1997. - V. 36, № 19. - P. 4556-4561.

14Волоконно-оптические датчики температуры [Электронный ресурс] /У Информационный портал по измерению температуры ≪Temperatures.ru≫. 2007 - 2011.

Акустооптические кристаллы / А.А. Блистанов, B.C. Бондаренко, В.В. Чкалова [и др.]. под ред. М.П. Шаскольской. - М.: Наука. Главная редакция физико-математической литературы, 1982. - С. 632

16 Liu W. C. Thermo-optic properties of epitaxial Sr0>6Ba0)4Nb2O6 waveguides and their application as optical modulator / W.C. Liu, C.L. Мак, K.H. Wong // Optics Express. - August 3, 2009. - Vol. 17, №. 16. - P. 13677-13684.

Main properties of photorefractive crystals [Электронный ресурс] // Site of the company Molecular Technology ≪MolTech≫ GmbH. 2005. URL: http://www.mtberlin.com/frames_cryst/crystals_framesetl.htm (дата обращения 20.06.2011).

18 Weber M. J Handbook of: optical materials // GRC Press; Library of. Congress cataloging-in-publication data: - 2003. - P. 1932.

Шандаров B.M. Пространственные оптические1 солитоны в планарных волноводах-на основе электрооптических кристаллов/ В.М. Шандаров, D. Kip, E. Kratzig // Изв. вузов. Физика. - 2005. - № 10. - С. 43 - 52.

Jackel J.E. Proton exchange for high indexwaveguides in EiNb03 / J:L. Jackel,C.E. Rice, J.J: Veselka// Appl: Phys. Eett. -1982. - Vol.41, № 7. - P. 607.

Goodwin M. Proton exchanged optical waveguides in Y-cut lithium niobate /M. Goodwin, G. Srewart // Electr. Letters. -1983. - Vol. 19, № 6. - P. 223-224.

Титов В.В. Ионная имплантация: перспективы и альтернативы [Электронный ресурс] // Научно-информационный сайт Всероссийского Общества Изобретателей и Рационализаторов при Курчатовском институте. URL: http://serendip.narod.ru/science/implant/implant.html (дата обращения 21.06.2011).

23 Modeling of refractive index profiles of He+ ion-implanted KNb03 waveguides based on the irradiation parameters / D. Fluck, D. H. Jundt, P. Giinter, M. Fleuster, C. Buchal// J. Appl. Phys. - 15 November 1993.- Vol.74, №10.- P. 6023-6031.

.Shostak R.I., Yatsenko A.V. Calculations of the dipole electronic polarizability of ions in lithium niobate crystals at temperature range (273 ¸ 873) K. // Functional Materials - 2004. - V.11, №3. - P.583-585.

25. Квантовая эффективность продольной накачки в градиентных лазерных кристаллах / Е.В. Строганова, В.В. Галуцкий, Н.А. Яковенко и др. // Всероссийская конференция по фотонике и информационной оптике: сборник научных трудов. - 2012. - С. 96-97.

. Налбантов Н.Н. Распределение электромагнитного поля продольной накачки в градиентном лазерном кристалле / Н.Н. Налбантов, Е.В. Строганова, В.В. Галуцкий // Сборник научных трудов VIII международной конференции молодых ученых и специалистов «Оптика - 2013». - 2013. - С. 168-170.

27. Galutskiy V.V Comparative Analysis of Ytterbium-Erbium Media for 1.5 μm Lasers / V.V. Galutskiy, E.V. Stroganova, N.A. Yakovenko //Advanced Materials Research. - 2013. - Vol. 660. - P. 40-46.