авторефераты диссертаций БЕСПЛАТНАЯ БИБЛИОТЕКА РОССИИ

КОНФЕРЕНЦИИ, КНИГИ, ПОСОБИЯ, НАУЧНЫЕ ИЗДАНИЯ

<< ГЛАВНАЯ
АГРОИНЖЕНЕРИЯ
АСТРОНОМИЯ
БЕЗОПАСНОСТЬ
БИОЛОГИЯ
ЗЕМЛЯ
ИНФОРМАТИКА
ИСКУССТВОВЕДЕНИЕ
ИСТОРИЯ
КУЛЬТУРОЛОГИЯ
МАШИНОСТРОЕНИЕ
МЕДИЦИНА
МЕТАЛЛУРГИЯ
МЕХАНИКА
ПЕДАГОГИКА
ПОЛИТИКА
ПРИБОРОСТРОЕНИЕ
ПРОДОВОЛЬСТВИЕ
ПСИХОЛОГИЯ
РАДИОТЕХНИКА
СЕЛЬСКОЕ ХОЗЯЙСТВО
СОЦИОЛОГИЯ
СТРОИТЕЛЬСТВО
ТЕХНИЧЕСКИЕ НАУКИ
ТРАНСПОРТ
ФАРМАЦЕВТИКА
ФИЗИКА
ФИЗИОЛОГИЯ
ФИЛОЛОГИЯ
ФИЛОСОФИЯ
ХИМИЯ
ЭКОНОМИКА
ЭЛЕКТРОТЕХНИКА
ЭНЕРГЕТИКА
ЮРИСПРУДЕНЦИЯ
ЯЗЫКОЗНАНИЕ
РАЗНОЕ
КОНТАКТЫ


Pages:     | 1 | 2 ||

«ПЕРМСКИЙ ГОСУДАРСТВЕННЫЙ НАЦИОНАЛЬНЫЙ ИССЛЕДОВАТЕЛЬСКИЙ УНИВЕРСИТЕТ На правах рукописи ...»

-- [ Страница 3 ] --

При исчезновении волновода излучение, входящее в кристалл из оптического волокна, соединенного с лазером, не исчезает, а распространяется в объеме кристалла свободно. Малая часть его попадает на торец выходного оптического волокна и фиксируется измерителем оптической мощности.

7. В экспериментах с прямым волноводом явление пронаблюдать не удалось.

Эксперименты с прямым волноводом проводились на образце, длина которого минимум вдвое меньше длины типичной интегральной схемы. Также для прямого волновода запас накопленных зарядов вдвое меньше, чем для Y разветвителя и ИМЦ. Таким образом, подвижных зарядов в образце с прямым волноводом могло быть недостаточно для того, чтобы эффект проявился в полной мере.

8. На некоторых образцах наблюдались сопутствующие явления без исчезновения канала. Эти образцы отличались от других по ширине волноводов и режиму их создания.

Для некоторых образцов каналы не исчезали, что может быть связано с другой фактической шириной и глубиной волновода, а также его контрастностью.

Эти параметры напрямую зависят от режимов протонирования и параметров фотолитографической маски. Именно по этим параметрам отличались образцы с исчезающими волноводами, и с волноводами, у которых наблюдались только сопутствующие явления. Следует отметить, что явления, указывающие на неодинаковое изменение показателя преломления в двух волноводах, наблюдались на всех образцах.

9. При стабилизации температуры со временем происходит восстановление волноводных свойств.

При стабилизации температуры подвижные заряды, имеющиеся в структуре кристалла и на его поверхности, а также заряженные частицы, притягивающиеся электрическим полем из окружающего кристалл воздуха, экранируют пироэлектрические заряды, приводя к уменьшению величины пирополя в кристалле. Таким образом, через некоторое время при постоянной температуре пирополе падает до величины, при которой восстанавливается контраст волновода, достаточный для работы в одномодовом режиме.

С точки зрения электростатики, в модуляторах на НЛ действует одновременно несколько механизмов, приводящих к изменению напряженности модулирующего электрического поля Еz. Напряженность поля Еz складывается из следующих компонентов, разделенных на два блока:

1. Поля Epyro, создаваемого пироэлектрическими зарядами.

2. Поля Es, создаваемого поверхностными зарядами, экранирующими пироэлектрические заряды.

3. Поля Eind, создаваемого электродами при их помещении в поле пироэлектрических зарядов.

4. Поля электродов Eel.

5. Поля Em, создаваемого подвижными зарядами, окружающими волновод.

Первые три компоненты образуют блок, показанный на рис. 5.15.

Четвертая и пятая компонента будут описаны ниже, при рассмотрении влияния электрического напряжения на дрейф показателя преломления в волноводе.

При одновременном действии Vbias и переменной температуре все указанные поля дают вклад в величину Ez. Первичными в данном случае являются поле электродов Eel и поле пироэлектрических зарядов Epyro.

Таким образом, было показано, что предложенная модель волновода, окруженного сеткой дислокаций, накапливающей на себе подвижные заряженные дефекты, хорошо описывает целый комплекс новых эффектов, проявляющихся при температурных испытаниях ИОС типа ИМЦ и Y-разветвителя.

5.5. Влияние постоянного электрического напряжения на стабильность показателя преломления ПКВ Как было указано в литературном обзоре, помимо влияния переменной температуры, на дрейф ПП в волноводе оказывает существенное влияние подача постоянного напряжения смещения Vbias. К моменту начала исследований по данной диссертационной работе природа этого явления оставалась невыясненной.

Данный раздел посвящен экспериментальной проверке предложенной модели волновода и построению связи между Vbias и дрейфом показателя преломления.

Экспериментальная проверка модели проводилась по методике, которая обеспечивала наибольшую достоверность и надежность как непосредственных результатов эксперимента, так и их трактовки. Отказ от прямых длительных испытаний зависимости Iout(t) при постоянном значении Vbias был обусловлен малой информативностью данного метода и невозможностью надежно связать во времени воздействие на систему с ее откликом.

Проверка предложенной модели проводилась по методике, описанной в п.

2.2.3 на образцах ИМЦ. Применение ИМЦ было обусловлено тем, что только на ИМЦ приложение внешнего поля к системе электродов приводит к изменению выходной мощности излучения Iout.

5.5.1. Результаты измерений Результаты измерений представлены в виде графиков зависимости Iout(t) для различных значений начального напряжения смещения V0. В момент смены полярности напряжение V0 скачком менялось на (-V0). В ранних экспериментах одновременно со значением оптической мощности фиксировалось и значение напряжения на электродах. На множестве образцов было показано, что в момент смены полярности напряжение меняет знак и далее остается постоянным. Таким образом, напряжение смещения в каждый момент времени, кроме момента смены полярности остается постоянным и наблюдаемые изменения в значении Iout обусловлены лишь процессами, происходящими в волноводах. Также следует отметить, что смена значения напряжения, соответствующая зарядке системы электродов, происходит за время, не превышающее одного такта записи для осциллографа.

Типичный набор кривых зависимости Iout(t) для образца ИМЦ при переключении полярности внешнего напряжения представлен на рис. 5.16.

Каждая кривая соответствует начальному значению напряжения, т.е., например, красная кривая описывает поведение Iout(t) при переключении Vbias от плюс 2 В к минус 2 В. На рис. 5.16 начальные участки каждого графика до момента смены полярности соответствуют устоявшемуся значению Iout при данном значении Vbias.

Рис. 5.16. Дрейфовые кривые для различных значений начального напряжения Полученные кривые отражают движение рабочей точки интерферометра по передаточной функции ИМЦ, обусловленное изменением показателя преломления в плечах интерферометра. Это изменение показателя преломления обусловлено изменением напряженности поля Ez внутри волновода. Ez меняется в процессе перераспределения заряженных дефектов, накопленных на СДН, под действием изменившегося внешнего поля Ebias. Интерпретация полученных данных проводится с помощью передаточной функции ИМЦ, снятой для каждого образца заранее.

5.5.2. Интерпретации результатов электрических испытаний с помощью передаточной функции ИМЦ Рассмотрим движение РТ по передаточной функции модулятора при смене полярности Vbias, при начальном значении минус 2 В (рис. 5.17).

Рис. 5.17. Дрейф Iout при переключении полярности напряжения -2 В+2 В Передаточная кривая образца с анализом перемещения РТ приведена на рис.

5.18, где за I0 принято начальное положение РТ, за I – конечное положение РТ, достигаемое по прошествии времени релаксации. Положение РТ, достигаемое за счет смещения РТ в момент смены знака Vbias обозначено за ID.

При действии на волновод ИМЦ только электрооптического эффекта смена полярности Vbias должна приводить к скачкообразному перемещению РТ модулятора из точки I0, соответствующей Vbias = - 2,0 В в точку I, соответствующую Vbias = + 2,0 В. Однако, как видно из рис. 5.18, сразу после смены полярности Vbias рабочая точка ИМЦ переместилась в такое положение, которое на графике соответствует Vbias 3,2 В. То есть в момент смены полярности на РТ действовало, помимо внешнего напряжения, дополнительное напряжение Vm, эквивалентное подаче дополнительно плюс 1,2 В на систему электродов. После смены полярности Vbias РТ за время около одной минуты переместилась в положение, соответствующее Vbias = 2,0 В. Следует отметить, что такая трактовка зависимости Iout(t) и движения РТ по передаточной функции является однозначной, т.к. помимо абсолютного значения оптической мощности и соответствующего ему положения РТ, рассматривается и направление ее изменения (уменьшение или рост, прохождение точек экстремума).

Рис. 5.18. Движение РТ по передаточной кривой при смене полярности Vbias Описанное подведение РТ при смене полярности Vbias хорошо объясняется с применением модели волновода, содержащей подвижные заряды.

5.5.3. Обсуждение результатов измерений Рассмотрим процессы, происходившие в ИМЦ при смене полярности Vbias с точки зрения предложенной модели волновода. До смены полярности заряженные дефекты под действием поля электродов Eel были смещены ближе к отрицательно заряженному электроду, создавая встречное деполяризующее поле Em, как это показано на рис. 5.19. При этом суммарное поле Ez определяется как Ez= Eel - Em.

Рис. 5.19. Положение зарядов вблизи волновода до смены полярности Vbias При смене полярности Vbias поле электродов Eel мгновенно меняет свое направление на противоположное. Однако направление поля Em не может измениться мгновенно ввиду ограниченной подвижности зарядов, накопленных на СДН вблизи волновода. Таким образом, сразу после смены полярности направление Eel и Em совпадают по направлению, как это показано на рис. 5.20.

Рис. 5.20. Направление полей в волноводе сразу после смены полярности Vbias (t=0) В таком случае Ez Eel Em t 0, что вызовет смещение РТ дальше по передаточной функции, как будто на электроды подается дополнительное напряжение Vm. Именно такое поведение РТ наблюдается в эксперименте.

Далее под действием Eel заряды начинают перемещаться, и через время релаксации занимают новое положение, показанное на рис. 5.21.

Рис. 5.21. Расположение зарядов вблизи волновода через 60 с Указанное положение зарядов является симметричным по отношению к изображенному на рис. 5.19. В ходе перемещения зарядов РТ в течение времени релаксации движется обратно по передаточной функции в направлении точки, соответствующей напряжению плюс 2,0 В. Это движение показано на стрелкой IDI на рис. 5.18 и соответствует аналогичному участку на графике Iout(t) на рис.

5.17.

Величина скачка РТ, связанная с действием поля Em была проанализирована для всех значений напряжения Vbias в диапазоне от 1 до 6 В. Анализ показал линейную зависимость между значением Vbias и Vm (рис. 5.22).

Рис. 5.22. Зависимость Vm от Vbias для образца ИМЦ На первый взгляд кажется странным, что описанный механизм ослабления поля электродов за счет перемещения мобильных заряженных дефектов ранее не был описан в литературе. Однако это может быть объяснено тем, что указанный механизм не проявляется при высокочастотной модуляции сигнала. При работе с постоянным напряжением указанный механизм мог быть скрыт, согласно формуле (1.5), в интеграле перекрытия Г, отвечающем за эффективность воздействия поля Eel на показатель преломления канального волновода.

Таким образом, предложенная модель волновода на качественном уровне адекватно описывает поведение оптического сигнала ИМЦ при подаче на него постоянного напряжения смещения Vbias и смене его знака.

Ранее при формулировке основных положений структурной модели дрейфовых явлений в ПКВ было высказано соображение о том, что в отсутствие прямых методов выявления дислокационных сеток в массивных кристаллах, единственным критерием правомерности избранной модели является соответствие ее выводов и предсказанных результатов данным конкретных натурных экспериментов. В данном случае такое соответствие было получено, что свидетельствует о высокой степени правомерности выбранной структурной модели.

5.6. Механизм долговременного дрейфа показателя преломления ПКВ при переменной температуре и постоянном напряжении смещения Предложенная модель волновода, адекватность которой подтверждена температурными и электрическими испытаниями, позволяет на качественном уровне объяснить явление долговременного дрейфа показателя преломления ПКВ, на который указывают работы [14;

18;

20;

24]. Напомним, что для наблюдаемого дрейфа ПП характерны следующие главные свойства:

1. Дрейф ПП волновода не прекращается в течение всего срока службы модулятора;

2. Скорость дрейфа ПП пропорциональна температуре работы ИОС;

3. Скорость дрейфа ПП пропорциональна величине приложенного напряжения Vbias.

Дрейф является по своей сути медленным увеличением разности ПП в плечах интерферометра при постоянных внешних условиях. На основании предложенной модели волновода это можно трактовать как растущую со временем разность электрических полей Ez и Ez' в двух волноводах, возникающую при неодинаковом распределении электрических зарядов вблизи волноводов и действии локального электрооптического эффекта.

Для того, чтобы понять причины возникновения разности распределения зарядов вблизи двух волноводов в изначально симметричной системе, необходимо учесть следующие факты, полученные в рамках данной работы и известные ранее из литературы:

1. При создании волновода происходит формирование СДН, накапливающей на себе подвижные заряды.

2. СДН, сформированная при создании волноводов, пересекается с приповерхностным слоем, насыщенным дефектами структуры, который образуется при механической обработке кристалла.

3. Ввиду малой собственной проводимости и высоких пироэлектрических коэффициентов подвижные заряды в НЛ всегда находятся в неравновесном состоянии и перемещаются даже при малом изменении температуры.

Скорость их перемещения пропорциональна температуре.

4. Ниобат лития, как полярный диэлектрик, обладает униполярной проводимостью, т.е. движение зарядов по полярной оси и против нее происходит с разной скоростью.

С учетом этих четырех факторов становится понятным, как со временем происходит накопление разности показателей преломления в двух волноводах.

Разность ПП в данном случае вызвана разным содержанием экранирующих зарядов вблизи каждого волновода. Разное содержание зарядов обуславливается тем, что при приложении поля Ebias заряды, преимущественно статистически движутся в положительном направлении полярной оси. С учетом того, что СДН двух волноводов объединяется в точках их соединения (Y-разветвителе и Y-соединителе), заряды могут перетекать от одного волновода к другому, создавая вблизи одного из них большее экранирующее поле. Это приводит к тому, что для стабилизации РТ, т.е. нивелировании этого эффекта, приходится увеличивать Vbias, однако с ростом Vbias происходит ускорение движения зарядов и, соответственно, ускорение дрейфа ПП в волноводе.

Таким образом, на качественном уровне объясняется явление дрейфа показателя преломления в ПКВ. Следует отметить два важных факта. Во-первых, такое объяснение не могло быть получено ранее без учета роли СДН и дефектного слоя в движении заряженных дефектов. Во-вторых, такое объяснение непротиворечиво и для ИОС, волноводы которых формируются на Z-срезе НЛ:

СДН и дефектный слой позволяют двигаться заряженным дефектам и накапливаться вблизи одного электрода и, соответственно, волновода.

Предложенная модель дрейфа ПП в HxLi1-xNbO3 волноводах также позволяет выработать рекомендации для производителей ИОС, соблюдение которых позволит повысить стабильность оптических характеристик производимых ИОС. Прежде всего, для уменьшения влияния пироэффекта необходимо надежно замыкать грани кристалла, перпендикулярные полярной оси, как это описано, например, в [3]. Следует отметить, что проводником нужно покрывать всю площадь грани, не допуская наличия между проводником и кристаллом другого диэлектрического слоя. Применение этого способа сводит на нет вероятность выхода волновода из волноводного режима при резком нагреве ИОС от низких температур.

Следующим этапом увеличения стабильности ИОС будет выбор исходного кристалла. В работах, посвященных стабильности ИОС на ниобате лития, обычно указывается только состав исходного расплава кристалла, и, в редких случаях, производитель. Между тем, как было показано в данной работе, методы обработки поверхности кристалла и получения ее оптического качества должны существенно влиять на стабильность получаемых волноводов. Для получения ИОС с высокой стабильностью необходимо выбрать кристаллы НЛ, в которых границы между верхним заполированным слоем и нижним дефектным, лежит ниже предполагаемой нижней границы волновода. В таком случае разрывается возможный путь миграции протонов, приводящей к наблюдаемым дрейфам.

Автор не исключает, что для такого выбора кристаллов НЛ может потребоваться модификация производственного процесса шлифовки и полировки кристаллических пластин. Предложенная методика исследования сколов НЛ может быть востребована для детектирования числа и толщины слоев, их расположения на пластине и степени дефектности. Следует также отметить, что высокотемпературный отжиг исходных пластин НЛ является в данном случае нежелательным. Это обусловлено процессами выхода Li из приповерхностных слоев пластины, что должно приводить к существенному изменению скорости и глубины протонного обмена.

Сам процесс протонного обмена также может быть изменен с целью повышения стабильности показателя преломления ПКВ при эксплуатации интегральной схемы. Как показано в настоящей работе, обычный протонный обмен должен приводить к образованию на границе ПКВ развитой сетки дислокаций, плотность которой пропорциональна деформации кристаллической решетки. Таким образом, проведение протонного обмена, при котором не происходило бы образование высокодеформированных фаз, является в данном случае необходимым. К такому виду ПО относится, например, мягкий протонный обмен с добавлением в бензойную кислоту малой доли бензоата лития [108;

132].

Процесс мягкого ПО занимает в технологическом цикле в несколько раз больше времени, однако при создании высокостабильных ИОС для ответственных применений, это может не иметь решающего значения.

Последним возможным способом повышения стабильности показателя преломления в HxLi1-xNbO3 волноводах является резкое уменьшение величины Vbias. Это возможно при создании ИМЦ с заложенной разницей в длине плеч интерферометра. Данная операция может быть проведена, например, за счет изменения топологии одного плеча интерферометра или обработки части одного плеча интерферометра лазером [8]. Указанные методы крайне эффективны для уменьшения Vbias, однако, как правило, приводят к ухудшению глубины модуляции сигнала MD. В данном случае, применение каждого метода должно быть обусловлено требованиями задачи, для решения которой планируется использовать ИОС.

ЗАКЛЮЧЕНИЕ В работе рассмотрена проблема дрейфа показателя преломления в канальных оптических волноводах, формируемых на поверхности монокристалла ниобата лития методом протонного обмена с последующим отжигом. Дрейф показателя преломления волноводов приводит к неконтролируемому изменению оптической мощности на выходе интегрально-оптических схем со временем, и, как следствие, ограничению диапазона применения и ухудшению стабильности свойств ИОС при их длительной эксплуатации. Результаты обзора литературы, приведенные в первой главе диссертации, явно указывают на две важные особенности дрейфа показателя преломления в ПКВ. Во-первых, учет простых факторов, таких как абсолютная температура образца или величина напряжения смещения, является недостаточным для надежного предсказания поведения ИОС при длительной эксплуатации. Во-вторых, по мнению авторов наиболее свежих работ по данной теме [32;

33], объяснение явления дрейфа в канальных волноводах невозможно без учета особенностей реальной структуры исходного кристалла и методики создания волноводов. Однако для большинства исследователей ИОС является «черным ящиком» с неизвестными характеристиками исходного кристалла и методикой создания волноводов, и, как следствие, учет этих факторов в полной мере не проводился ни в одной работе.

В рамках настоящей работы эффект «черного ящика» устранен за счет того, что производство и исследование ИОС проводится в одном месте, все конструкционные параметры и режимы создания волноводов известны. Процесс создания волноводов и сборки ИОС с учетом возможного влияния на структуру кристалла описан в гл. 3, там же показано, что изменения в структуре приповерхностных слоев НЛ могут быть связаны только с самим процессом протонного обмена, а не вызваны, например, воздействиями в ходе фотолитографии или сборки ИОС.

Обсуждение методов исследования ПКВ, проведенное в обзоре литературы и второй главе настоящей диссертации, показало, что ПКВ является крайне неудобным объектом для исследования структурными методами из-за своих малых размеров, низкой концентрации протонов и слабого контраста по показателю преломления. В связи с этим, огромное число работ, посвященных протонному обмену, было основано на результатах экспериментов не с канальными, а с планарными волноводами, для исследования которых существует множество надежных и эффективных методов.

Коренным отличием планарного и канального волноводов является то, что планарный волновод формируется на всей поверхности кристалла, и, в отличие от канального волновода, не имеет боковых границ с матрицей исходного кристалла.

Однако, как показали результаты настоящей работы, именно боковая вертикальная граница канального волновода, включенного в матрицу исходного кристалла, является ключевой особенностью, которая ложится в основу микроскопической модели дрейфа ПП. И именно эта граница ускользала от внимания исследователей, работы которых были посвящены планарным волноводам.

Существование боковой межфазной границы ПКВ теоретически обосновывается с помощью представленных в четвертой главе результатов рентгеновских исследований планарных волноводов, выполненных диссертантом.

Установлено, что на кривых качания, полученных на протонированных (не отожженных) образцах, между пиком подложки и пиками ПО-фаз всегда находится область с нулевыми рентгеновскими отражениями. Это означает, что ПО-фазы отделяются от исходного кристалла резкой границей, при переходе через которую скачком меняется параметр решетки кристалла, что является характерным признаком межфазной границы. ПО-фазы, составляющие канальный волновод также формируются по тем же режимам, а значит, также обладают разницей в параметрах решетки с исходным кристаллом, что, однако, не приводит к разрушению поверхности и растрескиванию кристалла. В таком случае на границе ПКВ и матрицы должна образоваться сетка дислокаций несоответствия, сглаживающая внутренние упругие напряжения и предохраняющая межфазную границу раздела ПКВ и матрицы от растрескивания.

Пронаблюдать образование СДН на боковой границе волновода прямыми методами не удается ввиду ее малой плотности и размеров, однако можно обнаружить результат ее существования в структуре кристалла по изменению его свойств, используя, например, метод избирательного химического травления образца, в сочетании с оптической профилометрией, описанный в гл. 2.

Этим методом было показано, что область, в которой расположена граница волновода, травится с большей, по сравнению с исходным кристаллом и ПО-слоем, скоростью. Такой результат, описанный в гл. 4, однозначно указывает на то, что в области сопряжения ПКВ и матрицы исходного кристалла содержится повышенное число дефектов структуры, в том числе дислокаций и точечных дефектов.

Таким образом, исходя из однозначных теоретических предпосылок и результатов экспериментов по травлению, можно считать установленным факт существования межфазной границы между волноводом и матрицей, и граница эта должна представлять собой сетку дислокаций несоответствия.

Само по себе существование СДН на границе волновода и матрицы еще не может объяснить явления дрейфа показателя преломления в ПКВ. Исходя из приведенной в гл. 1 логической цепочки, дрейф ПП объясняется действием локального электрооптического эффекта, который возникает при изменении напряженности электрического поля внутри волновода.

Изменение внутреннего поля при постоянном значении внешнего поля возможно лишь при пространственном перераспределении зарядов в области вблизи волновода. Природа этих зарядов определяется легко – ими, вероятнее всего, должны быть протоны, внесенные в решетку в ходе формирования волновода. Однако до выполнения данной работы оставались открытыми два важных вопроса: каким образом протоны движутся внутри решетки НЛ и почему они не покидают своих мест в ходе отжига? Ответ на оба этих вопроса частично дает СДН, обладающая двумя важными свойствами. Во-первых, СДН должна быть заряжена отрицательно, поскольку ее основу составляют нарушения кислородного ионного остова кристаллической решетки, вокруг которых формируются атмосферы положительных протонов. Во-вторых, СДН должна облегчать транспорт протонов, перемещающихся за счет трубчатой диффузии вдоль ядер дислокации.

Последним открытым вопросом оставался вопрос транспорта протонов в области дна волновода. С учетом того, что волновод зажат матрицей кристалла, расширение кристаллической решетки ПО-фазы и плотность СДН в области дна волновода должна быть меньше, чем для его боковых границ. Существует, однако, еще один механизм формирования дислокаций в области дна волновода.

Результаты электронно-микроскопического исследования, приведенные в гл. показали, что приповерхностные области исходного кристалла включают в себя слои с разными по механике разрушения свойствами. Природа этих слоев понятна, они образуются при резке були кристалла на пластины и полировке получившихся пластин до оптического качества. Естественным следствием механической обработки помимо создания ровного заполированного поверхностного слоя, является образование дефектного слоя, насыщенного дислокациями. Меньшая твердость этого слоя была подтверждена результатами измерения модуля Юнга, приведенными в гл. 4. Примечательно, что глубина залегания этого слоя по данным СЭМ и измерения микротвердости, не превышает глубины волновода, т.е. часть волновода проходит в области, насыщенной дефектами структуры, а конкретно дислокациями, облегчающими движение протонов.

Следовательно, волновод становится окруженным отрицательно заряженной оболочкой, накапливающей на себе протоны в виде дислокационных атмосфер и облегчающей их движение за счет трубчатой диффузии вдоль дислокационных линий, что, в целом, эквивалентно области, окруженной слабопроводящей заряженной жидкостью, способной перемещаться под действием внешнего электрического поля. Получившаяся модель волновода выглядит относительно простой, однако она позволяет на качественном уровне понять, за счет чего и как именно может действовать локальный электрооптический эффект, приводящий к изменению выходной мощности ИОС.

Таким образом, впервые стало возможным связать изменение выходной оптической мощности ИОС с процессами, происходящими в кристаллической решетке НЛ.

Ввиду того, что модель волновода была основана на выводах, полученных не из прямых наблюдений СДН и движения протонов, ее адекватность должна была быть подтверждена другими методами. Наиболее надежным методом проверки модели является проверка ее прямых следствий, которыми в нашем случае являются изменения в оптическом сигнале ИОС. Одновременно такая проверка позволила установить предсказательную силу модели и границы ее применения.

На основе предложенной модели было впервые предсказано, что рабочая точка ИМЦ при смене полярности подаваемого напряжения должна переместиться по передаточной функции дальше своего теоретического положения и через время релаксации вернуться к нему. Предсказанное изменение сигнала было обнаружено экспериментально, а количественный анализ полученных данных позволил определить, что для наблюдаемых явлений достаточно участия лишь 0,001 % от внесенных в ходе ПО протонов.

Дополнительно, с помощью предложенной модели, было предсказано периодическое изменение выходного сигнала ИМЦ при изменении температуры образца и неподавленном пироэлектрическом эффекте. Это явление также экспериментально наблюдалось на множестве образцов ИОС, что отражено в пятой главе настоящей работы. Следует отметить, что данные по изменению оптической мощности на выходе ИОС при действии пироэлектрического эффекта оказались крайне информативны, причем такие данные ранее не использовались исследователями, ввиду того, что во всех коммерческих образцах ИОС пироэффект считается нежелательным явлением и подавляется на стадии производства.

Помимо указанных выше предсказанных в работе явлений в ходе температурных испытаний было обнаружено не описанное ранее в литературе явление резкого увеличения оптических потерь в ПКВ при нагревании ИОС и действующем пироэлектрическом эффекте. Данное явление наблюдалось как на образцах Y-разветвителей так и на ИМЦ и было описано в пятой главе настоящей работы. Наконец, после подтверждения предсказательной силы модели на ее основе было предложено объяснение долговременного дрейфа показателя преломления в ПКВ, учитывающее помимо СДН и протонов тот факт, что СДН двух волноводов объединяются в точке их соединения и в зарядовом смысле являются единой системой. Тогда с учетом униполярной электропроводности НЛ становится понятным, как под действием внешнего электрического поля со временем количество зарядов и образуемое ими поле становится различным для двух волноводов. В целом справедливость модели ПКВ, предложенной на основе результатов структурных исследований, была подтверждена на множестве образцов ИОС при исследовании методами интегральной оптики.

Помимо связи между реальной структурой кристалла и изменениями в оптическом сигнале на выходе ИОС, предложенная модель волновода позволила выработать ряд рекомендаций по повышению стабильности оптических характеристик ИОС. Эти рекомендации учитывают дефектную структуру исходного кристалла, режим создания волноводов, их топологию и условия эксплуатации ИОС. Часть рекомендаций, как, например, замыкание полярных граней кристалла и создание асимметричной топологии ИОС, была известна ранее, однако они не применялись с целью уменьшения дрейфа показателя преломления в ПКВ. Рекомендации, касающиеся отбора исходных кристаллов и методика такого отбора, предложены автором впервые. То же касается применения процедуры мягкого протонного обмена для повышения стабильности показателя преломления волноводов. Часть предложенных рекомендаций внесена в технологическую документацию и применяется при серийном изготовлении ИОС в ОАО «ПНППК».

Работа выполнена в рамках проекта ОАО «ПНППК» и ПГНИУ «Создание высокотехнологичного производства интегрально-оптических схем на ниобате лития для волоконно-оптических гироскопов и систем мониторинга электрического поля и биопотенциалов», реализуемого в соответствии с постановлением правительства РФ № 218 от 9 апреля 2010 года.

Общие выводы 1. Предложена новая микроскопическая модель дрейфа показателя преломления ПКВ, основанная на наличии в области фазовой границы волновода сетки дислокаций несоответствия, накапливающей на себе протоны и облегчающей их движение за счет трубчатой диффузии.

2. Получены новые данные о состоянии приповерхностных слоев в пластинах ниобата лития и установлено наличие в исходных пластинах ниобата лития нескольких приповерхностных слоев, отличающихся по своим физическим свойствам и механике разрушения.

3. Сочетание интегрально-оптических методов измерения и использование передаточной функции интерферометра Маха-Цендера для интерпретации экспериментальных данных каждого образца позволило впервые установить связь между наблюдаемым явлением дрейфа показателя преломления ПКВ и процессами движения зарядов в кристаллической решетке ниобата лития вблизи фазовой границы ПКВ.

4. Установлен температурный режим, при котором действие пироэлектрического эффекта вызывает резкий рост оптических потерь в протонообменном канальном волноводе.

5. Предложены практические рекомендации по уменьшению величины дрейфа показателя преломления в ПКВ и повышению стабильности характеристик ИОС на базе HxLi1-xNbO3 канальных волноводов.

6. На основе разработанной модели предсказан ряд неизвестных ранее явлений, обнаруженных в натурном эксперименте. Соответствие выводов модели предсказанным экспериментальным результатам свидетельствует о высокой степени правомерности выбранной структурной модели.

Основные результаты диссертации опубликованы в работах 1. Пономарев Р.С. Рентгенографическое исследование влияния температуры протонного обмена на структуру волноводных слоев, сформированных на монокристаллах LiNbO3 // Всероссийская конференция молодых ученых «Неравновесные процессы в сплошных средах». Пермь. 2008. С. 250.

2. Пономарев Р.С., Шевцов Д.И., Журавлев А.А. Датчик электрического поля и биопотенциалов на основе интерферометра Маха-Цендера // Спецвыпуск «Фотон-Экспресс» – Наука. 2009. №6. С. 84 – 85.

3. Ponomarev R.S., Zhuravlev A.A. Optical modulator based on the integrated-optical Mach-Zehnder Interferometer // International conference micro/nanotechnologies and electron devices. Erlagol. 2010. P. 400 – 402.

4. Вобликов Е.Д., Пономарев Р.С. Сканирующий интерферометрический спектрометр на основе интерферометра Маха-Зандера // Международная конференция «Прикладная оптика – 2010». СПб. 2010. С. 213 – 5. Пономарев Р.С. Эволюция протонообменных волноводных слоев на монокристалле ниобата лития // IV Международная конференция «Кристаллофизика XXI века». Москва. 2010. Т. 1. С. 341 – 342.

6. Пономарев Р.С., Кичанов А.В., Журавлев А.А. Интерферометрическое исследование релаксации заряда в кристалле ниобата лития // XII международная конференция «Физика диэлектриков». СПб. 2011. Т.1.

С. 132 - 134.

7. Пономарев Р.С. и др. Интегрально-оптический модулятор на основе интерферометра Маха-Цендера с асимметричной топологией волноводов // Труды МАИ. 2011. Т. 46. С. 1 – 12.

8. Пономарев Р. С., Вобликов Е. Д. Численное моделирование интегрально оптических схем // XIII всероссийская н.-т. конференция «Аэрокосмическая техника, высокие технологии и инновации» Пермь. 2011. С. 10.

9. Пономарев Р. С., Журавлев А. А. Исследование дрейфа рабочей точки интегрально-оптического фазового модулятора // Там же. С. 13 – 14.

10. Ponomarev R.S., Zhuravlev A.A., Kichanov A.V. Relaxation processes of mobile charges in integrated optics Mach–Zehnder interferometer // International conference on micro/nanotechnologies and electron devices. Erlagol. 2011.

P.336 - 338.

11. Вобликов Е.Д. Пономарев Р.С. Некоторые вопросы работы интегрально оптических модуляторов интенсивности // Вестник пермского университета.

Серия: Физика. 2011. Выпуск 2(17). С. 65 – 12. Пономарев Р.С. Интегрально оптический модулятор интенсивности:

особенности работы и технические характеристики // Спецвыпуск «Фотон Экспресс» – Наука. 2011. №6. С. 76 – 77.

13. Пономарев Р.С., Журавлев А.А., Шевцов Д.И. Дрейф рабочей точки интегрально-оптического интерферометра Маха-Цендера // Девятая международная конференция «Оптические технологии в телекоммуникациях».

Казань. 2011. С. 352.

14. Пономарев Р.С., Журавлев А.А., Кичанов А.В. Интегрально-оптический модулятор интенсивности излучения // Всероссийская конференция с элементами научной школы «Материалы нано-, микро- оптоэлектроники и волоконной оптики». Саранск. 2011. C.149.

15. Ponomarev, R. S. et al. Short-term DC-drift in integrated optical Mach-Zehnder interferometer // Proc. SPIE. 2011. Vol.8410. P. 841008 (1 – 6).

16. Пономарев Р.С., Вобликов Е.Д., Модулятор интенсивности излучения с линеаризованной передаточной характеристикой // Конференция по фотонике и информационной оптике. Москва. 2012. С. 36 - 37.

17. Пономарев Р.С., Волынцев А.Б. Влияние дефектной структуры LiNbO3 на работу интегрально-оптической схемы // Вестник пермского университета.

Серия: Физика. 2012. Выпуск 2(20). С. 72 – 77.

18. Пономарев Р.С., Волынцев А.Б. Влияние дефектной структуры конгруэнтного ниобата лития на работу интегрально-оптической схемы // Фундаментальные проблемы современного материаловедения. 2012. Т. 9(3). С. 388 – 393.

19. R.S. Ponomarev. Channel waveguides on lithium niobate. Optical properties dependence on external electric field applying // International symposium on ferroic domains and micro- to nanoscopic structures and Russian/CIS/Baltic/Japan symposium on ferroelectricity (ISFD-11th-RCBJSF). 2012. P. 20. Пономарев Р.С., Сосунов А.В., Волынцев А. Б. Исследование приповерхностных слоев пластин ниобата лития Х-среза различных производителей // Вестник пермского университета. Серия: Физика. 2013.

выпуск 2(24). С. 67 – 21. Ponomarev R.S. et al. Pyroelectric effect in X-cut LiNbO3 optical modulators // International conference on advanced optoelectronics and lasers. Sudak. 2013. P.

371 – 22. Пономарев Р.С., Волынцев А. Б., Азанова И. С. Источники долговременного дрейфа в оптических амплитудных модуляторах // Всероссийская конференция по волоконной оптике. Спецвыпуск «Фотон-Экспресс» – Наука, 2013. №6. С. Благодарности Автор диссертации благодарит:

– заведующего кафедрой физики твердого тела Пермского государственного национального исследовательского университета, д.ф.-м.н., профессора Анатолия Борисовича Волынцева за руководство настоящей диссертационной работой, – начальника отдела интегральной оптики и технологий ОАО “Пермская научно-производственная приборостроительная компания”, к.ф-м.н. Дениса Игоревича Шевцова за оказанную помощь в организации экспериментальных работ и ценные замечания, – доцента кафедры физики твердого тела ПГНИУ Ирину Сергеевну Азанову за обсуждение результатов измерений и помощь в построении модели волновода, – ведущего научного сотрудника кафедры физической химии Пермского государственного университета, к.х.н. В.И. Кичигина, доцента кафедры физической химии ПГНИУ, к.х.н. И.В. Петухова за помощь в проведении работ по химическому травлению и получению профилограмм образцов, – старшего преподавателя кафедры физики твердого тела ПГНИУ Людмилу Николаевну Малинину за ценные советы при проведении рентгенографических исследований образцов ниобата лития, – инженеров отдела интегральной оптики и технологий ОАО «ПНППК»


А.В. Кичанова, А.А. Журавлева, Е.Д. Вобликова, Н.Ю. Шершневу, А.А. Кондакова за помощь в организации оптических и электрических измерений и обсуждение результатов работы, – выпускника физического факультета ПГНИУ А.А. Хрычикова и аспиранта ПГНИУ А.В. Сосунова за помощь в проведении серийных испытаний образцов ИОС, – жену и родителей за моральную поддержку и бесконечное терпение.

Список сокращений ВОГ – волоконно-оптический гироскоп ВОЛС – волоконно-оптическая линия связи ИМЦ – интерферометр Маха-Цендера ИОС – интегрально-оптическая схема ИОФМ – интегрально-оптический фазовый модулятор КЛГ – кольцевой лазерный гироскоп КЛТР – коэффициент линейного теплового расширения КСПИ – коэффициент сохранения поляризации излучения НЛ – ниобат лития ПДСА – прецизионный дифракционный структурный анализ ПКВ – протонообменный канальный волновод ПО – протонный обмен ПП – показатель преломления ППП – профиль показателя преломления СЭМ – сканирующая электронная микроскопия СПИСОК ЛИТЕРАТУРЫ 1. Schmidt R. V., Cross P.S., Glass A.M. Optically induced crosstalk in LiNbO waveguide switches // J. Appl. Phys. 1980. Vol. 51(1). P. 90–93.

2. Yamada S., Minakata M. DC drift phenomena in LiNbO3 optical waveguide devices // Jpn. J. Appl. Phys. 1981. Vol. 20(4). P. 733–737.

3. Gee C.M. et al. Minimizing dc drift in LiNbO3 waveguide devices // Appl. Phys. Lett.

1985. Vol. 47(3). P. 211–213.

4. Becker R. Circuit effect in LiNbO3 channel-waveguide modulators. // Opt. Lett. 1985.

Vol. 10(8). P. 417–419.

5. Skeath P. et al. Novel electrostatic mechanism in the thermal instability of z-cut LiNbO3 interferometers // Appl. Phys. Lett. 1986. Vol. 49(19). P. 1221–1223.

6. Bulmer C.H., Burns W.K., Hiser S.C. Pyroelectric effects in LiNbO 3 channel waveguide devices // Appl. Phys. Lett. 1986. Vol. 48(16). P. 1036–1038.

7. Beaumont A.R., Daymond-John B.E., Booth R.C. Effect of ambient water vapour on stability of lithium niobate electro-optic waveguide devices // Electron. Lett. 1986. Vol.

22(5). P. 262–263.

8. Greenblatt A.S. et al. Thermal stability of bias point of packaged linear modulators in lithium niobate // J. Light. Technol. 1995. Vol. 13(12). P. 2314–2319.

9. Beaumont A.R., Atkins C.G., Booth R.C. Optically induced drift effects in lithium niobate electro-optic waveguide devices operating at a wavelength of 1.51m // Electron. Lett. 1986. Vol. 22(23). P. 1260–1261.

10. Jumonji H., Nozawa T. Instabilities and their characterization in Mach-Zehnder Ti:LiNbO3 optical modulators // Electron. Commun. Japan. 1992. Vol. 75(6). P. 76–88.

11. Nagata H., Kiuchi K. Temperature dependence of dc drift of Ti:LiNbO3 optical modulators with sputter deposited SiO2 buffer layer // J. Appl. Phys. 1993. Vol. 73(9).

P. 4162–4164.

12. Minakata M. LiNbO3 optical waveguide devices // Electron. Commun. Japan. 1994.

Vol. 77(11). P. 37–51.

13. Jungerman R.L. et al. High-speed optical modulator for application in instrumentation // J. Light. Technol. 1990. Vol. 8(9). P. 1363–1370.

14. Nagata H. et al. Possibility of dc drift reduction of Ti:LiNbO3 modulators via dry O annealing process // Appl. Phys. Lett. 1994. Vol. 64(10). P. 1180–1182.

15. Nagata H. Progress and problems in reliability of Ti:LiNbO 3 optical intensity modulators // Opt. Eng. 1995. Vol. 34(11). P. 3284–3293.

16. Suchoski P.G., Findakly T.K., Leonberger F.J. Stable low-loss proton-exchanged LiNbO3 waveguide devices with no electro-optic degradation. // Opt. Lett. 1988.

Vol. 13(11). P. 1050–1052.

17. Nagata H. et al. Applied-voltage induced fatigue of lithium niobate waveguide // Appl. Phys. Lett. 1996. Vol. 68(3). P. 301-303.

18. Nagata H. DC drift failure rate estimation on 10 Gb/s x-cut lithium niobate modulators // IEEE Photonics Technol. Lett. 2000. Vol. 12(11). P. 1477–1479.

19. Nagata H. et al. Materials reliability for high-speed lithium niobate modulators // Proceedings of SPIE. 1997. Vol 3006. P. 301–313.

20. Nagata H. et al. Dc drift reduction in LiNbO3 optical modulators by decreasing the water content of vacuum evaporation deposited SiO2 buffer layers // Opt. Eng. 1998.

Vol. 37(10). P. 2855–2858.

21. Nagata H. et al. Improved Long-term DC drift in OH-reduced lithium niobate optical intensity modulators. // Appl. Opt. 1996. Vol. 35(34). P. 6828–6830.

22. Nagata H. Comments on fabrication parameters for reducing thermal drift on LiNbO3 optical modulators // Opt. Eng. 1997. Vol. 36(1). P. 283–286.

23. Mueller C.T., Coffer J.G. Temperature-dependent bias drift in proton-exchanged lithium niobate Mach-Zehnder modulators // Proceedings of Conference on Lasers and Electro-Optics. 1999. P. 291–292.

24. Nagata H. Long-term DC drift in x-cut LiNbO3 modulators without oxide buffer layer // IEE Proceedings of Optoelectronics: IET. 2000. P. 350–354.

25. Higuma K. et al. Electrode design to suppress thermal drift in lithium niobate modulators // Electron. Lett. 2000. Vol. 36(24). P. 2013–2014.

26. Nagata H. et al. DC drift of X-cut LiNbO3 modulators // Photonics Technol. Lett.

IEEE. 2004. Vol. 16(10). P. 2233–2235.

27. Nagata H., Papasavvas N. Bias stability of OC 48 x-cut lithium-niobate optical modulators: Four years of biased aging test results // Technol. Lett. IEEE. 2003.

Vol. 15(1). P. 42–44.

28. Nagata H. et al. Reliability of nonhermetic bias-free LiNbO3 modulators // IEEE Photonics Technol. Lett. 2004. Vol. 16(11). P. 2457–2459.

29. Kostritskii S. et al. Design of the new type integrated-optical elements for E-field sensor // Proceedings of 3-rd France-Russia seminar “Names 2007”. 2008. P. 67–70.

30. Wang W., Wang J. Study of modulation phase drift in an interferometric fiber optic gyroscope // Opt. Eng. 2010. Vol. 49(11). P. 114401 (1–5).

31. Salvestrini J.P. et al. Analysis and control of the DC drift in LiNbO3-based Mach – Zehnder modulators // J. Light. Technol. 2011. Vol. 29(10). P. 1522–1534.

32. Muller H.G. et al. Reduction of lattice defects in proton-exchanged lithium niobate waveguides // J. Appl. Phys. 2011. Vol. 110(3). P. 033539 (1–7).

33. Chen E., Murphy A. Broadband Optical Modulators: Science, Technology, and Applications. London: CRC Press, 2011. 517 p.

34. Дмитриев С.А., Слепов Н.Н. Волоконно-оптическая техника: современное состояние и перспективы. М.: Техносфера, 2005. 576 c.

35. Agrawal G.P. Fiber-Optic communications systems 4-th ed. New York: Wiley Interscience, 2010. 561 p.

36. Photline. 1550 nm band intensity modulators MX-LN series 1550 nm band.

Электронный документ. Режим доступа: http://www.photline.com/product/view/35/ 37. Lefevre H.C. Fundamentals of the interferometric fiber-optic gyroscope // Opt. Rev.

1997. Vol. 4(1). P. A20–A27.

38. Malykin G.B. The Sagnac effect: correct and incorrect explanations // Uspekhi Fiz.

Nauk. 2000. Vol. 170(12). P. 1325–1349.


39. Lefevre H.C. The Fiber-Optic Gyroscope. London: Artech House, 1993. 332 p.

40. Ярив А., Юх П. Оптические волны в кристаллах. Москва: Наука, 1987. 616 c.

41. J. Singh. Optical Properties of Condensed Matter and Applications. Chichester:

Wiley-Interscience, 2006. 451 p.

42. Kiuchi H., Kawanishi T., Yamada M. High extinction ratio Mach – Zehnder modulator applied to a highly stable optical signal generator // Microw. Theory. 2007.

Vol. 55(9). P. 1964–1972.

43. Haxha S., Rahman B.M.A., Grattan K.T. V. Bandwidth estimation for ultra-high speed lithium niobate modulators // Appl. Opt. 2003. Vol. 42(15). P. 2674–2682.

44. Переломова Н.В., Тагиева М.М. Задачник по кристаллофизике. М.: Наука, 1982. 288 c.

45. Hou W. et al. Possible mechanism for increase of extraordinary refractive index in proton-exchanged LiNbO3 waveguides // Electron. Lett. 1991. Vol. 27(9). P. 755.

46. Korkishko Y.N., Fedorov V.A. Structural phase diagram of H xLi1-xNbO waveguides: The correlation between optical and structural properties // IEEE J. Sel.

Top. Quantum Electron. 1996. Vol. 2(2). P. 187–196.

47. Jackel J.L., Rice C.E., Veselka J.J. Proton exchange for high-index waveguides in LiNbO3 // Appl. Phys. Lett. 1982. Vol. 41(7). P. 607–608.

48. Wong K.-K. Integrated optical waveguides and devices fabricated by proton exchange: a review // Proceedings of SPIE. 1988. Vol. 0993 P. 13–25.

49. Nishihara H., Haruna M., Suhara T. Optical Integrated Circuits. New York:

McGraw-Hill, 1989. 454 p.

50. Снайдер А., Лав Д. Теория оптических волноводов / под ред. Е.М. Дианова, В.В. Шевченко. М.: Радио и связь, 1987. 666 с.

51. Cabrera J. et al. Hydrogen in lithium niobate // Adv. Phys. 1996. Vol. 45(5).

P. 349 –392.

52. Семенов А.С., Смирнов В.Л., Шмалько А.В. Интегральная оптика для систем передачи и обработки информации. М.: Радио и связь, 1990. 225 c.

53. Волоконно-оптические датчики / под ред. Э. Удд. М.: Техносфера, 2008. 520 c.

54. Кузьминов Ю.С. Электрооптический и нелинейнооптический кристалл ниобата лития. М.: Наука, 1987. 264 c.

55. Becker R. A., Kincaid B.E. Improved electrooptic efficiency in guided-wave modulators // J. Light. Technol. 1993. Vol. 11(12). P. 2076–2079.

56. Burns W.K. Integrated bias for waveguide amplitude modulator // US Patent № 4266850. 1981. 4 p.

57. Nejadmalayeri A.H., Herman P.R. Ultrafast laser waveguide writing: lithium niobate and the role of circular polarization and picosecond pulse width // Opt. Lett.

2006. Vol. 31(20). P. 2987–2989.

58. Wooten E. et al. A review of lithium niobate modulators for fiber-optic communications systems // Sel. Top. Quantum Electron. 2000. Vol. 6(1). P. 69–82.

59. Kawanishi T. et al. 70 dB extinction-ratio LiNbO3 optical intensity modulator for two-tone lightwave generation // Proceedings of optical fiber communication conference and the national fiber optic engineers conference. IEEE, 2006. P. 1–3.

60. Cummings U. Linearized and high frequency electrooptic modulators // PhD thesis, California institute of technology, 2005. 175 p.

61. Cho P.S., Khurgin J.B., Shpantzer I. Closed-loop bias control of optical quadrature modulator // IEEE Photonics Technol. Lett. 2006. Vol. 18(21). P. 2209–2211.

62. Nagata H. Activation energy of DC-drift of x-cut LiNbO3 optical intensity modulators // IEEE Photonics Technol. Lett. 2000. Vol. 12(4). P. 386–388.

63. Zook J.D., Chen D., Otto G.N. Temperature dependence and model of the electro optic effect in LiNbO3 // Appl. Phys. Lett. 1967. Vol. 11(5). P. 159–161.

64. Атучин В.В. Зависимость показателей преломления ниобата лития от химического состава кристалла // Вестник СибГУТИ. 2009. Т. 3. С. 39–45.

65. Lucchi F. et al. Very low voltage single drive domain inverted LiNbO3 integrated electro-optic modulator // Opt. Exp. 2007. Vol. 15(17). P. 10739–10743.

66. Shiraishi T. et al. Suppression of thermal drift in an ultra-high-speed LiNbO3 optical modulator // Proceedings of lasers and electro-optics society annual meeting. 2007.

P. 169–170.

67. Nagata H., Finch A., Voisine K.R. Bias point thermal shift growth in Z-cut LiNbO Modulators // IEEE Photonics Technol. Lett. 2005. Vol. 17(6). P. 1184–1186.

68. Svarny J. Analysis of quadrature bias-point drift of Mach-Zehnder electro-optic modulator // Proceedings of 12th biennial baltic electronics conference. 2010.

P.231–234.

69. Wang L.L., Kowalcyzk T. A versatile bias control technique for any-point locking in lithium niobate Mach–Zehnder modulators // J. Light. Technol. 2010. Vol. 28(11).

P. 1703–1706.

70. Moyer R. et al. Design and qualification of hermetically packaged lithium niobate optical modulator // Proceedings of 47-th electronic components and technology conference. 1998. P. 425–429.

71. Nagata H. et al. DC Drift of Z-cut LiNbO3 modulators // IEEE Photonics Technol.

Lett. 2004. Vol. 16(7). P. 1655–1657.

72. Nagata H., Honda H., Akizuki K. Initial bias dependency in dc drift of z-cut LiNbO optical intensity modulators // Opt. Eng. 2000. Vol. 39(4). P. 1103–1105.

73. Nayyer J., Nagata H. Suppression of thermal drifts of high speed Ti:LiNbO 3 optical modulators // IEEE Photonics Technol. Lett. 1994. Vol. 6(8). P. 952–955.

74. Korotky S.K., Veselka J.J. An RC network analysis of long term Ti: LiNbO 3 bias stability // Light. Technol. J. 1996. Vol. 14(12). P. 2687–2697.

75. Гласс М., Лайнс А. Сегнетоэлектрики и родственные им материалы. М.: Мир, 1981. 736 c.

76. Abrahams S.C., Reddy J.M., Bernstein J.L. Ferroelectric lithium niobate. 3. Single crystal X-ray diffraction study at 24 °C // J. Phys. Chem. Solids. 1966. Vol. 27(6-7).

P. 997–1012.

77. Abrahams S.C., Hamilton W.C., Reddy J.M. Ferroelectric lithium niobate. 4. Single crystal neutron diffraction study at 24 °C // J. Phys. Chem. Solids. 1966. Vol. 27(6-7).

P. 1013–1018.

78. Abrahams S.C., Levinstein H.J., Reddy J.M. Ferroelectric lithium niobate. 5.

Polycrystal X-ray diffraction study between 24 °С and 1200 °C // J. Phys. Chem. Solids.

1966. Vol. 27(6-7). P. 1019–1026.

79. Wong K.K. Propeties of lithium niobate. London: The institution of engineering and technology, 2002. 432 p.

80. Volk T., Whlecke M. Lithium niobate: defects, photorefraction and ferroelectric switching. Berlin: Springer, 2008. 249 p.

81. Бокий Г.Б. Кристаллохимия. М.: Наука, 1971. 400 c.

82. Блистанов А.. Кристаллы квантовой и нелинейной оптики. М.: Изд-во МИСИС, 2000. 432 c.

83. Abrahams S.C., Marsh P. Defect structure dependence on composition in lithium niobate // Acta Crystallogr. Sect. B. 1986. Vol. 42(1). P. 61–68.

84. Beveridge M. et al. Chemomechanical polishing of lithium niobate using alkaline silica sol and alkaline silica sol modified with hydrogendifluoride anion // J. Mater.

Chem. 1994. Vol. 4(1). P. 119–124.

85. Zhong Z.W. Recent advances in polishing of advanced materials // Mater. Manuf.

Process. 2008. Vol. 23(5). P. 449–456.

86. Интегральная оптика / под ред. Т. Тамира. Москва: Мир, 1978. 344 с.

87. Поплавко Ю.М., Переверзева Л.П., Раевский И.П. Физика активных диэлектриков. Ростов на Дону: Изд-во Южного федерального университета, 2009.

480 с.

88. Евдокимов С.В., Яценко А.В. Особенности темновой проводимости кристаллов ниобата лития конгруэнтного состава // ФТТ. 2006. Т. 48(2).

С. 317–320.

89. Wood V.E. Stoichiometry dependence of lithium outdiffusion in LiNbO3 // J. Appl.

Phys. 1981. Vol. 52(2). P. 1118–1120.

90. Ахмадуллин И.Ш. и др. Низкотемпературная электропроводность кристаллов ниобата лития конгруэнтного состава // ФТТ. 1998. Т. 40(7). C. 1307–1309.

91. Ахмадуллин И.Ш., Голенищев-Кутузов В.А., Мигачев С.А. Электронная структура глубоких центров в LiNbO3 // ФТТ. 1998. Т. 40(6). C. 1109–1116.

92. Rice C.E. The structure and properties of Li1xHxNbO3 // J. Solid State Chem. 1986.

Vol. 64(2). P. 188–199.

93. Nekvindov P. et al. Annealed proton exchanged optical waveguides in lithium niobate: differences between the X- and Z-cuts // Opt. Mater. 2002. Vol. 19(2).

P. 245–253.

94. Il’ichev I. V et al. Optimisation of the proton-exchange technology for fabricating channel waveguides in lithium niobate crystals // Quantum Electron. 2009. Vol. 39(1).

P. 98–104.

95. Mndez A. et al. Comparison of the electro-optic coefficient r33 in well-defined phases of proton exchanged LiNbO3 waveguides // Appl. Phys. B. 2001. Vol. 73(5).

P. 485–488.

96. Armenise M.N. Fabrication techniques of lithium niobate waveguides // IEE Proc. J Optoelectron. 1988. Vol. 135(2). P. 85–91.

97. De Micheli M.P.. Fabrication and characterization of proton exchanged waveguides in periodically poled congruent lithium niobate // Ferroelectrics. 2006. Vol. 340(1).

P. 49–62.

98. Abouellell M.M., Leonberger F.J. Waveguides in Lithium Niobate // J. Am. Ceram.

Soc. 1989. Vol. 72(8). P. 1311–1321.

99. Ganshin V., Korkishko Y.N. Kinetic model of proton-lithium exchange in LiNbO and LiTaO3 crystals: The role of cation vacancies // Solid State Ionics. 1992.

Vol. 58(1-2). P. 23–32.

100. Korkishko Y.N. et al. Relationships between structural and optical properties of proton-exchanged waveguides on Z-cut lithium niobate. // Appl. Opt. 1996. Vol. 35(36).

P. 7056–7060.

101. Korkishko Y.N., Fedorov V.A. Relationship between refractive indices and hydrogen concentration in proton exchanged LiNbO3 waveguides // J. Appl. Phys. 1997.

Vol. 82(3). P. 1010–1017.

102. Азанова И.С. и др. Деформационные эффекты в H:Ti:LiNbO монокристаллических слоях // ФТТ. 2006. Т. 48(6). C. 990–992.

103. Campari A. et al. Strain and surface damage induced by proton exchange in Y-cut LiNbO3 // J. Appl. Phys. 1985. Vol. 58(12). P. 4521–4524.

104. Fedorov V.A., Korkishko Y. Crystal structure and optical properties of proton exchanged LiTaO3 waveguides // Ferroelectrics. 1994. Vol. 160(1). P. 185–208.

105. Шевцов Д.И. и др. Метастабильные фазы в протонообменных волноводах на X-срезе ниобата лития // ФТТ. 2006. Т. 48(6). С. 996–1000.

106. Азанова И.С. и др. Деформационные эффекты в H:Ti:LiNbO монокристаллических слоях // ФТТ. 2006. Т. 48(6). С. 990–992.

107. Azanova I.S. et al. Chemical etching technique for investigations of a structure of annealed and unannealed proton exchange channel LiNbO3 waveguides // Ferroelectrics. 2008. Vol. 374(1). P. 110–121.

108. Korkishko Y.N. et al. Characterization of alpha-phase soft proton-exchanged LiNbO3 optical waveguides. // J. Opt. Soc. Am. A. Opt. Image Sci. Vis. 2001. Vol.

18(5). P. 1186–1191.

109. Vohra S.T., Mickelson A.R., Asher S.E. Diffusion characteristics and waveguiding properties of proton-exchanged and annealed LiNbO3 channel waveguides // J. Appl.

Phys. 1989. Vol. 66(11). P. 5161–5174.

110. Singh G., Singh A., Sharma V. Theoretical expression for change of extraordinary refractive index in annealed proton exchanged LiNbO3 optical waveguides // Opt. Laser Technol. 2002. Vol. 34. P. 219–223.

111. Narayan R. Electrooptic coefficient variation in proton exchanged and annealed lithium niobate samples // Sel. Top. Quantum Electron. 1997. Vol. 3(3). P. 796–807.

112. Hsu W.-Y. et al. Correlation between structural and optical properties in proton exchanged LiNbO3 // Appl. Phys. Lett. 1992. Vol. 61(26). P. 3083–3085.

113. Levinstein H.J., Capio C.D. Decorated Dislocations in LiNbO3 and LiTaO3 // J.

Appl. Phys. 1967. Vol. 38(7). P. 2761–2765.

114. Webb J.D. Fabrication of annealed proton-exchanged waveguides for vertical integration // Master of sciense thesis. Texas A&M University, 2011. 87 p.

115. Herrington J.R. et al. An optical study of the stretching absorption band near 3 microns from OH-defects in LiNbO3 // Solid State Commun. 1973. Vol. 12(5).

P. 351–354.

116. Игнатова А.М., Ханов А.М., Скачков А.П. Исследование структуры и свойств камнелитых материалов методом наноиндентирования // Вестник ПГТУ. 2010. Т.

12(1). C. 139–150.

117. Optical fiber telecommunications IV. A components / edited by I.P. Kaminow, L. Tingye. London: Academic Press, 2002. 876 p.

118. Schmitt K., Hoffmann C. Optical guided-wave chemical and biosensors I / edited by M. Zourob, A. Lakhtakia. Berlin, Heidelberg: Springer, 2009. 250 p.

119. Kaminow I.P. Optical waveguiding layers in LiNbO3 and LiTaO3 // Appl. Phys.

Lett. 1973. Vol. 22(7). P. 326–328.

120. Кострицкий С.М., Новомлинцев А.В. Композиционная неоднородность приповерхностных нарушенных слоев в монокристаллах LiNbO3 // ФТТ. 1996.

Т. 38(5). C. 1614–1616.

121. Kichigin V.I. et al. Use of method for chemical etching for identification of structure of proton exchange channel waveguides fabricated on Z-cut of lithium niobate crystal // Proceedings of International conference and seminar on micro/nanotechnologies and electron devices, 2011. P. 73–75.

122. Жундриков А.В. и др. Процессы старения и изменения структуры протонообменных волноводов в кристаллах ниобата лития // Труды МАИ. 2011.

Т. 42. С. 1–9.

123. Косевич В.М., Палатник Л.С. Электронно-микроскопическое изображение дислокаций и дефектов упаковки. М. Наука, 1976. 195 c.

124. Laskar A.L. Diffusion in Materials. London: Springer, 1990. 687 p.

125. Smoluchowski R. Dislocations in ionic crystals (Structure, Charge Effects and Interaction with Impurities) // Le J. Phys. Colloq. 1966. Vol. 27(C3). P. 3–11.

126. Hobbs L. Point defect stabilization in ionic crystals at high defect concentrations // J. Phys. Colloq. 1976. Vol. 37(С7). P. 3–26.

127. Zhang F. et al. Defects and dislocations in MgO: atomic scale models of impurity segregation and fast pipe diffusion // J. Mater. Chem. 2010. Vol. 20(46). P. 1–25.

128. Wagner C. Point Defects and Their Interaction // Annu. Rev. Mater. Sci. 1977.

Vol. 7(1). P. 1–24.

129. McCoy M. Evolution of phases and microstructure in optical waveguides of lithium niobate // J. Mater. Res. 1994. Vol. 9(8). P. 2040–2050.

130. Loni A. et al. Direct comparison of hydrogen depth distributions and refractive index profiles in annealed proton-exchanged Z-cut LiNbO3 waveguides // Electron. Lett.

1991. Vol. 27(14). P. 1245–1247.

131. Евдокимов С.В., Шостак Р.И., Яценко А.В. Аномалии пироэлектрических свойств кристаллов LiNbO3 конгруэнтного состава // ФТТ. 2007. Т. 49(10).

С. 1866–1870.

132. Castaldini D. et al. High performance mode adapters based on segmented SPE:LiNbO3 waveguides // Opt. Express. 2009. Vol. 17(20). P. 17868 (1–6).



Pages:     | 1 | 2 ||
 





 
© 2013 www.libed.ru - «Бесплатная библиотека научно-практических конференций»

Материалы этого сайта размещены для ознакомления, все права принадлежат их авторам.
Если Вы не согласны с тем, что Ваш материал размещён на этом сайте, пожалуйста, напишите нам, мы в течении 1-2 рабочих дней удалим его.