CC BY
23ВЕСТНИК ПЕРМСКОГО УНИВЕРСИТЕТА
2005 Физика Вып. 1
Структурные и оптические параметры Н:Т1:1л]ЧЬС)з волноводных слоев
Д. И. Шевцова'ь, И. С. Азанова“'ь, И. Ф. Тайсина,ь, А. Б. Волынцев1’, И. Е. Калабин0, В. В. Атучин0
а ОАО “Пермская научно-производственная приборостроительная компания”, 614990, Пермь, ул. 25 Октября, 106 ь Пермский государственный университет, 614990, Пермь, ул. Букирева, 15 с Институт физики полупроводников СО РАН, 630090, Новосибирск, пр. Лаврентьева, 13
Проведен сравнительный анализ характеристик Н:Т1:1лМЬ03 и Н:иЫЬ03 волноводных слоев методами рентгеновской дифрактометрии и оптической модовой спектроскопии. Установлено, что изменение параметра решетки в Н^ЬПЧЬОэ волноводном слое существенно ниже, чем в Н:ЬПМЬ03 волноводном слое, сформированном в тех же условиях протонного обмена. Исследованы высокотемпературные (метастабильные) состояния Н:Тг.и№>03 волноводов с помощью закалки от -200 °С.
1. Введение
Сформированные на подложках монокристаллов ниобата лития 1лМЮ3 гибридные Н^гЬПЧЬОз волноводные слои обладают рядом преимуществ по сравнению с протонообменными Н:1лМЬ03 и титанодиффузными ТгПМЮз волноводами. Путем варьирования соотношения концентраций водорода и титана в гибридном слое можно изготовить волноводы, поддерживающие распространение света как одной поляризации (подобно Н:Ь1ЫЬ03), так и обеих поляризаций (подобно ТгЫМЬОз). Это весьма существенно при производстве ряда базовых элементов интегральной оптики для интерферометрических датчиков. Показано [1, 2], что Н:ТкиМЬ03 волноводы обладают более высокой температурной и временной стабильностью приращения показателя преломления Д/7е по сравнению с Н:Ы>ЛЮ3 волноводами [3]. Эти особенности во многом определяют практическую значимость волноводов Н:Тг.1лМЬ03. Механизмы изменения Апе волноводных слоев с двойным легированием исследованы в работе [4]. Было показано, что полное изменение показателя преломления Апе не является суммой Апс, вызванных легированием водородом и титаном в отдельности. В работах [5, 6] было экспериментально установлено существенное снижение скорости реакции протонного обмена (Г10) в Т^ЫЫЬОз (коэффициент диффузии протонов снижается на ~ 20 - 30%). Авторами [1] установлено, что в волноводах, сформированных на У-срезе Ь1ЫЬ03 с помощью
обработки Тг.1л№>03 слоя в расплаве КН804, не образуются новые фазы, кроме известных НДл^ИЮэ фаз со структурой Ь1ЫЬ03 и ЫМЬ308. При этом деформация кристаллической решетки в Н:ТгимЬ03 волноводах, возникающая при протонном обмене, имеет меньшее значение по сравнению с величиной деформации в протонирован-ных слоях без предварительного легирования титаном [1]. Было обнаружено, что чрезмерное насыщение протонами Н:Т1:Ь1ЫЬ03 слоя приводит к деградации параметров волноводов со временем, а отжиг или обратный протонный обмен, снижающий концентрацию протонов в слое, увеличивает временную и температурную стабильности структурных и оптических параметров таких волноводов.
В настоящей работе исследовались деформационные эффекты, возникающие при формировании гибридных слоев на подложке Л'-среза ЫЫЬ03. Изучалось поведение оптических и структурных параметров в широком диапазоне концентраций водорода в Н:Т1:ЫНЬ03 слоях. При этом был проведен сравнительный анализ с Н:Ь1ЫЬ03 волноводами, полученными в тех же условиях протонного обмена, и исследована стабильность волноводов.
2. Методика эксперимента
2.1. Приготовление образцов
Для исследования деформационных эффектов в Н^кЫМЬОз слоях были приготовлены три группы
О Д. И. Шевцов, И. С. Азанова, И. Ф. Тайсин, А. Б. Волынцев, И. Е. Калабин, В. В. Атучин, 2005
8
образцов размерами 10x15x1 мм3 из одной и той же отполированной пластины А'-среза иМЬ03. Титанодиффузные волноводы были сформированы путем электронно-вакуумного осаждения слоя металлического Т1 толщиной (20 - 30) ± 2 нм с последующим отжигом при температуре 980 °С в течение 4 - 8 ч на воздухе. Диффузия Т\ в этих условиях приводит к градиентному распределению Т1 по глубине. Первая группа образцов Н.ТкиМЬОз была получена непосредственным погружением образцов с Тг.ЬЛМЬОз слоями в расплав бензойной кислоты (БК) с добавлением 2 мол.% бензоата лития (ЛБ) при температуре от 200 °С до 240 °С в течение 4 - 8 ч. Часть образцов этой группы получена при ПО в расплаве чистой бензойной кислоты при 7= 240 °С в течение 1 ч. Волноводы на образцах второй группы были сформированы в расплаве чистой БК при Т = 175 °С, длительность процесса варьировалась от 30 мин до 23 ч. Все образцы первой и второй групп имели образцы-свидетели, приготовленные в тех же условиях, но без предварительного легирования титаном. Образцы волноводов третьей группы получены в более жестких условиях ПО (Г = 240 °С,
4 ч), при которых поверхность УЫЮз, нелегиро-ванная титаном предварительно, полностью растравливается, что характерно для пластин X- и У-среза [6]. Для изучения распределения деформации решетки в гибридных слоях при диффузии протонов вглубь образцы этой группы выдерживались при Т- 350 °С в течение 1 - 4 ч на воздухе. Следует отметить, что при выбранных режимах ПО и диффузии протонов распределение титана по глубине слоя не изменяется.
Для изучения температурной стабильности Н:Тг.иМЬ03 слоев применялся метод закалки [7] с целью получения высокотемпературной фазы (ВТФ) из равновесной при комнатной температуре фазы (КТФ). Для этого образцы выдерживались при Т = 200 °С в течение 10 мин и охлаждались до комнатной температуры со скоростью охлаждения -100 °С/мин (закалка). Затем образцы выдерживались при Т = 100 °С в течение 6 - 8 ч с последующим охлаждением до комнатной температуры со скоростью - 0.2 °С/мин (релаксация). Выбранная температура закалки превышает наиболее высокую температуру образования ВТФ для Н^Ы^^ЬОз слоев в концентрационном интервале 0.44<у<0.71 [3]. Отметим, что обработка при Т = 200 °С в течение 10 мин не вызывает заметной диффузии протонов в подложку или в титанодиффузный слой [2]. Точность поддержания температуры составляла ±1 °С. После каждой термической обработки проводились измерения методами модовой спектроскопии, рентгеновской дифрактометрии и ИК-спектроскопии, а также определялись оптические волноводные характеристики.
2.2. Модовая спектроскопия
Возбуждение волноводных ТЕ и ТМ мод осуществлялось с помощью призменного ввода излучения с длиной волны 632.8 нм [8]. Эффективные показатели Nm волноводных мод были измерены с погрешностью ±0.0002. Профили распределения необыкновенного показателя преломления Апе(х) по глубине волноводов определялись на основе измеренных значений Nm с помощью обратного ВКБ метода [9]. Данная методика позволяет корректно восстанавливать убывающие по глубине профили Ап(х) в виде суперпозиции ряда монотонно убывающих функций. Профиль некоторых H:Ti:LiNb03 структур восстанавливался неадекватно, по-видимому, из-за их выраженной двух-слойности (немонотонности). Контроль адекватности вычисленного профиля Апе(х) осуществлялся по виду дискретной зависимости нормированного показателя преломления от номера моды bm, который связан с измеренными значениями таких эффективных показателей преломления, как
Ьи=(<-«12)/(»0-«12). (1)
где ш - номер моды, п0 - показатель преломления окружающего волноводный слой воздуха, п\ - показатель преломления материала подложки. Основная идея метода восстановления профиля Апе(х) [9] заключается в построении по методу наименьших квадратов нормированной зависимости показателя преломления от номера моды Ьп, как от непрерывного параметра b(m).
Авторы [9] установили, что для заданного типа профиля с разной глубиной диффузии и различным числом мод такая зависимость едина и универсальна. Заметим, что нормировка экспериментально измеренных эффективных показателей преломления (1) не связана с процедурой подгонки.
2.3. Рентгеновская дифрактометрия
Относительное изменение параметра а кристаллической решетки в направлении, перпендикулярном поверхности образцов, содержащих
НуЬм^МЬОз слои, соответствует компоненте тензора деформаций 833 = А а! а = 8. Значение е определялось по рентгеновским кривым дифракционного отражения (кривым качания), записанным для семейства плоскостей {ПО}.
Для определения порядка залегания различных фаз по глубине сопоставлялись рентгеновские дифракционные спектры для отражений с индексами
(110) и (220).
Кривые качания были получены с помощью
двухкристального рентгеновского дифрактометра ДРОН-УМ1 (излучение Со Кр, монохроматор Si
(111), угловое разрешение-1").
Значения s определялись непосредственно из кривых качания в соответствии с формулой Вуль-фа-Брэгга в дифференциальной форме:
е = -AG/jCtg 0в, (2)
где Д0д - угловое расстояние между положением максимума дифракционного отражения от подложки LiNb03 и максимумом дифракционного отражения от легированного слоя, 05 - Брэгговский угол отражения, ассоциированный с рассматриваемым семейством кристаллических плоскостей.
Распределение деформации кристаллической решетки по глубине волноводного слоя е(х) определялось путем моделирования рассеяния рентгеновских лучей от системы слой-подложка. В работе [10] было предложено компьютерное моделирование кривых качания для Ti:LiNb03 волноводов Fia основе расширенного кинематического приближения теории дифракции рентгеновских лучей. В настоящей работе область применения изложенного в [10] подхода была расширена на более сложные системы, такие как гибридные волноводы, при этом вместо кинематического приближения использовалась динамическая теория дифракции рентгеновских лучей от одномерно искаженных кристаллов [11]. Основная идея метода заключается в суммировании волн, рассеянных атомными плоскостями деформированной решетки. Процедура расчета допускает введение локального изменения структурных и геометрических параметров.
Необходимо отметить, что величина я: в зависимости е(х) приводится в относительных единицах. Нормирование х проведено относительно глубины проникновения рентгеновского излучения с длиной волны А. = 1.62075 Â.
2.4. ИК-спектры
Инфракрасное поглощение весьма чувствительно к изменениям концентрации протонов и их положений в кристаллической решетке, поэтому для исследования температурной стабильности H:Ti:LiNb03 волноводов была применена ИК Фурье спектроскопия. Кривые поглощения, характеризующие зависимость оптической плотности D от частоты излучения v (ИК-спектры поглощения) образцов, содержащих слои H:Ti:LiNb03 и H:LiNb03, были получены с помощью спектрофотометра Bruker IFS-66/S в интервале частот от 2000 до 4000 см-1 с разрешением <1 см-1. Измерения оптической плотности D образцов проводились до и после закалки образцов на воздухе при комнатной температуре. Свет падал перпендикулярно поверхности образца, поэтому регистрировался суммарный спектр поглощения легированных слоев и подложки ниобата лития.
3. Результаты и их обсуждение
3.1. Характеристики Ti:LiNb03 волноводных слоев
Результаты измерений параметров волноводных слоев в различных стадиях протонного обмена представлены на рис. 1-3. Методом модовой спектроскопии установлено, что исходные титанодиффузные волноводы поддерживали распространение двух ТЕ и двух ТМ поляризационных мод. Профиль кпе(х) хорошо описывался функцией Гаусса (рис. 2, в и 3, в, кривые 1). По известной калибровочной зависимости между пе и концентрацией Ti [12] была определена концентрация Ti на поверхности Ti:LiNb03 волноводных слоев, которая находилась в интервале от 6 до 12 мол.% для различных групп образцов. Все эти концентрации лежат в области существования твердого раствора титана в LiNb03, верхняя концентрационная граница для которого составляет -12 - 20 мол.% Ti [13]. Кривые дифракционного отражения для Ti:LiNb03 слоев (рис. 1, а - 3, а, кривые 1) имели характерный для гауссова распределения деформации вид [14]. Деформация кристаллической решетки на поверхности Ti:LiNb03 слоя 8Ti(0) составила от -0.8-10"3 до -1.3-10“3 для образцов с различным содержанием Ti, причем eTi(0) увеличивалась с ростом концентрации Ti в слое.
3.2. Характеристики H:Ti:LiNb03 волноводов с низкой концентрацией про гонов
Модовая спектроскопия показала, что в гибридных волноводах первой группы образцов рас-просфанялись 2-3 моды ТЕ поляризации; моды ТМ поляризации не возбуждались при длительности протонного обмена более 4 ч (Т = 240 °С,
2 мол.% ЛБ). Экспериментальные кривые дифракционного отражения и результат моделирования е(х) для типичных образцов волноводов первой группы и их образцов-свидетелей (без Ti) приведены на рис. 1 (кривые 2 - 4) в порядке возрастания концентрации водорода в волноводном слое. Гибридные волноводы с низкой концентрацией прогонов (2 мол.% ЛБ, Т = 200 °С, 8 ч или Т = 240 °С , 4 ч) содержали одну монокристаллическую фазу с 8 ~ 2.2-10_3, а соответствующие волноводы на образцах-свидетелях содержали две фазы (рис.1, д, кривые 2 и 3) с 8 ~ (4.7 - 5.0)-10“3 (Р,-фаза [15]) и 8 ~ (3.0 - 3.5)-10~3 ф2-фаза [15]). При увеличении концентрации протонов в волноводных слоях (без добавления ЛБ, Т = 240 °С, 1 ч) образовались две гибридные фазы с деформациями е -(4.5 - 5.4)-10-3 и е ~ (3.4 - 3.7)-10_3 (рис. 1, а, в, кривая 4). Эти значения 8 соответствуют р|- и р2-фазам твердого раствора H^Lii^NbO^
Интенсивность отраж., отн. ед.
Д0, угл. с
а
б
в
Рис. 1. Структурные характеристики гибридных (сплошная линия) и протонообменных (пунктирная линия) волноводных слоев: а - кривые качания: 1 - исходный 77:1/V (6 мол. % Ті), 2 - ПО при Т = 200 °С в БК + БЛ (2 мол.%) в течение 8 ч, 3 - ПО при Т = 240 °С в расплаве БК + БЛ (2 мол.%) в течение 4 ч, 4 - ПО при Т = 240 °С в расплаве БК при Т = 240 °С в течение I ч; б, в - профили деформаций в слоях, соответствующих кривым качания 3 и 4
При этом образец-свидетель имел волноводный слой, содержащий только (Зрфазу. Следует отметить аномальное поведение р2-фазы НДл^МЮэ, образующейся на поверхности пластин Х-среза LiNb03, которая имеет значение е меньше, чем у Ргфазы, залегающей под ней, и убывающую зависимость Апе(0) от_у [15]. В случае гибридных слоев на поверхности слоя образовалась фаза с более высоким значением е. Это означает, что свойства гибридных слоев качественно отличаются от протонообменных слоев. Количественные отличия, связанные с существенно меньшими значениями е(х) у гибридных слоев, могут быть объяснены частичной компенсацией положительной деформации, вызванной протонированием, за счет отрицательной деформации, вызванной предварительной диффузией Ti [1], поскольку эти слои когерентно связаны с подложкой LiNb03 [15]. Кроме того, следует учитывать снижение коэффициента диффузии протонов при протонировании [6]. Следует отметить, что зависимости ДлДО) - 8 (структурно-фазовая диаграмма) [15] и ДлДО) - у [16], полученные для HrLi|_vNb03 фаз, не пригодны для описания фаз в слое H:Ti:LiNb03 с градиентным распределением титана по глубине. На это указывает совокупность полученных экспериментальных данных.
Интересно сравнить характеристики слоев H:Ti:LiNb03 с имеющимися данными для другой волноводной системы H:Mg:LiNb03 с двойным легированием. Приведенная в [17] структурнофазовая диаграмма для Mg0:HvLiM,Nb03 фаз совершенно отличается от соответствующей диаграммы для H:LiNb03 слоев, сформированных на поверхности чистого ниобага лития. При этом фазовые переходы в Mg0:H>,Lii_>,Nb03 волноводах не выявлены из-за монотонного характера этой зависимости [17]. Поэтому есть основания предположить, что в H:Ti:LiNb03 слоях также отсутствуют четкие концентрационные границы между фазами. Аномальное поведение 8 у гибридных фаз, характерное для Рг-НДл^ЫЬОэ фаз (на Х-срезе) [15], обнаружено не было, что также свидетельствует в пользу последнего предположения.
На рис. 2 изображена эволюция структурных и оптических параметров образцов второй группы после серии ПО (Т = 175 °С, 0.5 - 23 ч). Обнаружено, что для гибридных волноводов с толщиной слоя менее ~1.5 мкм профили деформации кристаллической решетки 8(х) могут быть получены сложением е(х) для титанодиффузного и протонообменного слоев. При увеличении объема гибридной фазы произошло образование двухслойной системы с деформациями е ~ (4.7 - 5.4)-10 "’ и е ~ (3.1 - 3.7)-10’3. Порядок залегания гибридных фаз такой же, как у образцов первой группы, что указывает на качественное отличие гибридных фаз от протонообменных фаз в нелегированном HJ1.
А0, утл. с
б
Л,4ч
в г
Рис. 2. Эволюция структурных и оптических характеристик гибридных слоев: а - кривые качания; б - распределения деформаций по глубине слоя; в - экспериментальная зависимость е от / , где I - длительность протонного обмена для образцов второй группы, □ - соответствуют слою на поверхности, о - соответствуют слою в глубине волновода, сплошные линии - результат аппроксимации; г - профіти приращения показателя преломления; цифрами обозначены: 1 - исходный титанодиффузный волноводный слой (8 мол.% Ті на поверхности), 2 - 7 - протонообменные волноводные слои, сформированные при Т = 175 °С в расплаве БК в течение от 0.5 ч до 23 ч
Установлено, что требуется ПО длительностью более 20 ч (БК, Т = 175 °С) для продвижения фронта диффузии протонов на всю глубину титанодиффузного слоя (рис. 2, б).
Зависимости деформаций е от квадратного корня из длительности протонного обмена для обоих слоев приведены на рис. 2, в. Сплошные линии соответствуют результату аппроксимации суперпозиции экспоненциальной и линейной функций с помощью метода наименьших квадратов. Вид этих зависимостей указывает на наличие различных фаз в слоях H:Ti:LiNb03 с градиентным распределением титана по глубине.
Профили Апе(х) при увеличении времени ПО (рис. 2, г) имели ступенчатый вид с плавным переходом (размытие) в области сопряжения с подложкой, что обусловлено наличием Ti:LiNb03 слоя в этой области. Вид профилей Апе(х) практически не
изменялся, толщина волноводного слоя увеличивалась от ~1.1 мкм до ~3.5 мкм при увеличении времени ПО, при этом Дле(0) вырос на ~0.02.
3.3. Характеристики НгТкЫ^Оз волноводов с высокой концентрацией протонов
На рис. 3 приведены результаты измерений параметров образцов третьей группы. Вид кривых качания, профили е(х) и Апе(х) в титанодиффузных и гибридных волноводах (кривые 1 и 2 на рис. 3) свидетельствуют о протонировании титанодиффузного слоя на всю глубину. При этом образовался слой, содержащий две фазы, с градиентным изменением деформации решетки от е = 4.3-10-3 (на поверхности) до е = 3.0-10”3, но с резким уменьшением е в области сопряжения с материалом подложки. Необходимо отметить, что поверхность об-
разцов-свидетелей, полученных в тех же условиях ПО, была разрушена вследствие растравливания в расплаве БК из-за высоких деформаций решетки иИЬОз (в ~ 15-10~3) [6]. Это указывает на высокую устойчивость кристаллической решетки легированного титаном Ы>1ЬОз к деформациям расширения, вызванным ПО. Последовательный отжиг образцов третьей группы (Т = 350 °С, 1-8 ч) приводит к диффузии протонов из гибридного слоя в глубь подложки. На рис. 3, в приведены экспериментальные точки и результат аппроксимации зависимости £ от корня квадратного из длительности отжига. Эти зависимости показывают, что значение б, соответствующее гибридному слою на поверхности волновода, линейно уменьшается на величину, лишь немного превосходящую величину погрешности определения е. Можно считать, что при данных условиях термообработки деформация кристаллической решетки этой фазы стабильна.
В то же время значение е, соответствующее слою, расположенному в глубине волновода, уменьшается с 3.0-10“3 до 1.3-10-3, т.е. более чем в 2 раза, что указывает на фазовый переход в этом слое. Нелинейность этой зависимости также свидетельствует в пользу фазового перехода, который сопровождает процесс диффузии протонов из этого слоя в подложку. При этом образуется слой с более низкой деформацией решетки (1.3-10“3), лежащей в диапазоне £ характерных для кгфазы Н^Ы^ЫЬОз [15]. По-видимому, этот слой и представляет собой одну из к-фаз Н/л^.МЬОз, поскольку он образуется в области, где концентрация Т1 менее 0.1%. Значение параметра решетки в этом слое плавно переходит к значению параметра решетки материала подложки. В процессе диффузии величина £ на поверхности гибридного слоя снижается существенно слабее по сравнению с уменьшением величины £ в слое, содержащем к-фазу (профили 3, 5 на рис. 3, б). Это связано с довольно высокой концентрацией ТЧ на поверхности гибридного слоя, что, по-видимому, приводит к снижению подвижности протонов. Другими словами, скорость диффузии протонов снижается при росте концентрации Т1 в кристалле ниобата лития.
Продвижение фронта диффузии протонов из гибридного СЛОЯ В подложку 1_ЛМЬОз приводит к переходу от ступенчатого профиля Апе(х) к профилю типа функции Гаусса, при этом ДлДО) снижается на ~ 0.04, а площадь под профилем Апе(х) не возрастает (рис. 4, а). Изменение вида зависимости показателей преломления волноводных мод в обобщенных координатах, сопровождающееся как уменьшением, так и увеличением числа возбуждаемых мод, свидетельствует о существенном изменении показателя преломления образовавшихся при отжиге фаз. Аппроксимирующая функция Ь(р\), составленная из монотонно убывающих функций [9], может удовлетворительно соответст-
1
2 У J V. Т1РЕ
3 ' V 1 Ч
4 / " "V 2 ч
5 1 — . ,4ч
-500 -400 -300 -200 -100
100 200 300
А0, у ГЛ. с
Рис. 3. Структурные характеристики волноводных слоев: а - кривые качания;
б - е(х); в - е(^ 2), / - длительность отжига, точки □ - соответствуют слою на поверхности, а точки о - слою в глубине волновода; цифрами обозначены: 1 - исходный И.ЫЫЬОз слой (12 мол.% 77 на поверхности), 2 - ПО при Т = 240 °С в расплаве БК в течение 4 ч, 3 - б - отжиг гибридных волноводов при Т = 350 °С от 1 до 8 ч
вовать только также монотонно убывающей дискретной зависимости Ьт. Если зависимость Ьт имеет около 10 точек и имеется явная особенность (излом, ступенька), т.е. нарушается условие монотонности, то процедура восстановления вычисляет некий “эффективный” профиль, который на самом деле соответствует более сложному профилю, например, составленному из двух (или более) слоев с профилями разного вида. Результат моделирования кривых качания свидетельствует в пользу двухслойной системы, поэтому аппроксимирующая функция должна быть кусочно-заданной. Конечно, для восстановления профиля в этом случае необходимо иметь более 5 мод.
На рис. 4, б приведены типичные зависимости Ь(т) для гибридных волноводов образцов третьей группы на различных стадиях обработки. Следует обратить внимание на существенное изменение Ь(т) в процессе отжига гибридного слоя: после первого отжига зависимость (кривая 3 на рис. 4, 6) практически линейна и имеет более низкий наклон, чем у кривой 2, соответствующей гибридному слою до отжига; а после второго отжига наклон Ь(т) становится существенно выше (кривая 4 на рис. 4, б), чем у кривой 2, при этом возбуждается не 10, а 7 мод ТЕ поляризации.
Диффузионный процесс при последующих отжигах привел к увеличению числа мод до 9 - 10, а наклон кривых 5 и 6 имел промежуточное значение. Наблюдаемые изменения Ь(т), на наш взгляд, свидетельствуют об изменении профиля показателя преломления за счет изменений показателей преломления двух подслоев. После второго отжига, по-видимому, один из двух подслоев перестает поддерживать распространение мод и играет роль оболочки волновода.
3.4. Влияние закалки на характеристики Н:Тк1л1ЧЬ03 волноводов
Известно, что увеличение Апе(0) при закалке Н:1лМЬ03 волноводов может достигать ~ 0.01 для [3, 18, 19]. Увеличение Апс(0) у гибридных волноводов первой группы, вызванное закалкой, составило ~ 310'3, что сравнимо с результатами, полученными в [2]. При этом значение е(0) изменялось на уровне погрешности ~ 0.1-10-3 (кривые 2 на рис. 5, а). Такой же уровень изменения б(0) оказался и в Н:ЫМЬ03 слоях (кривые 1 на рис.
5, а), хотя эти изменения могут иметь и большее значение [18, 19]. Образцы второй группы (кривые
3 на рис. 5, а) характеризовались наличием двух слоев с е ~ 2.1Т0"3 и в ~ 4.9Т0 3 при Т = 20 °С и только одним слоем с е ~ 4.9-10_3 при закалке. Для образца третьей группы (после отжига в течение
4 ч) наблюдалось заметное изменение формы пика кривой качания с Д0 —110", при этом е увеличилось на ~ 0.4-10"3 (кривые 4 на рис. 5, а). Это изменение величины 8 по модулю сопоставимо с обна-
а
б
Рис. 4. Эволюция оптических характеристик гибридных слоев: а - профили приращения показателя преломления Апс(х); б -соответствующие обобщенные показатели преломления Ь(т); цифровые обозначения соответствуют обозначениям на рис. 3
руженными в [19] изменениями б при закалках Н:ЫМЬ03 слоев на 2-срезе, также указывающими на то, что этот слой, расположенный между гибридной фазой и нелегированной подложкой УЫЬОэ, представляет собой одну из НДл^ЫЬОэ фаз. Изменение деформации решетки гибридной фазы при закалках оказалось на уровне погрешности определения деформации кристаллической решетки и составило ~ 0.1-10 3. Это также подтверждает более высокую температурную стабильность параметров фаз с двойным легированием титаном и водородом.
Следует отметить, что выдержка при Т = 20 °С одного из образцов третьей группы в течение 6 месяцев после ПО (до проведения серии отжигов) привела к заметному изменению е(х) в слоях, при этом величина деформаций фаз не изменилась, но образовался более плавный переход е(х) между монокристаллическими фазами.
Типичный ИК-спектр (зависимость оптической плотности £> от частоты излучения V) для суперпозиции гибридных и протонообменных волноводов
Интенсивность отраж., отн. ед.
Д9, угл. с
а
Рис. 5. Сравнение характеристик КТФ (сплошная линия) и ВТФ (пунктирная линия) в волноводах: а - кривые качания для протонообменных (1) и гибридных волноводов (2 - 4) с различным содержанием протонов и 77, индекс отражения (110); б - типичные ИК-спектры слоев КТФ и ВТФ
и подложки Ь^ЬОз после закалки и после релаксации приведен на рис. 5, б. Изменение ИК-спектров при закалках в области полосы колебаний ОН-группы сопровождается расширением спектральных компонент при 3507 см“1 и 3497 см-1. Поскольку концентрация протонов в гибридном слое ниже, чем в легированном протонами слое на чистом ниобате лития, то его вклад в изменение ИК-спектра поглощения на просвет несколько ниже. Тем не менее, поскольку при закалке не обнаружено каких-либо частотных сдвигов, то преобладающие длины ОН-связей не изменяются, и, следовательно, конфигурационные перераспределения протонов в кристаллической решетке в гибридных фазах крайне низки. Совокупность измерений оптических и структурных параметров гибридных волноводов непосредственно после закалки и после релаксации указывает на отсутствие высокотемпературных фаз в температурном диапазоне до 200 °С (при Т > 240 °С начинается процесс
диффузии протонов). Это объясняет более высокую температурную стабильность оптических параметров Н:Тк1лМЬОз волноводов, полученных при протонном обмене в бензойной кислоте.
4. Заключение
Исследованы деформационные эффекты, возникающие в гибридных волноводных слоях, образованных при легировании водородом (в широком диапазоне концентраций) титанодиффузных волноводов с концентрацией атомов титана в интервале ~ 6 - 12 мол.%. На основе экспериментальных данных, полученных методами рентгеновской ди-фрактометрии и метода восстановления профилей деформации кристаллической решетки, обнаружены существенные отличия характеристик слоев Н:ТШМЬ03 фаз от Н:1лТЧЬОз фаз в области высоких концентраций водорода. Показано, что присутствие Т1 в протонообменном слое приводит к стабилизации достигнутого уровня деформации кристаллической решетки по отношению к закалке вплоть до температур 200 °С.
Авторы выражают благодарность Т. И. Григорьевой (ИФП СО РАН) за приготовление части образцов, В. И. Кичигину и И. В. Петухову (ПГУ) за полезную дискуссию. Работа выполнена при частичной финансовой поддержке НОЦ “Неравновесные переходы в сплошных средах” из средств гранта Американского Фонда Гражданских Исследований и Развития (АФГИР).
Список литературы
1. Ганьшин В. А., Коркишко Ю. Н., Петрова В. 3. //Журн. техн. физ. 1988. Т. 58, № 6. С. 1122.
2. Kalabin I. Е., Grigorieva Т. Pokrovskii L. D., Sheglov D. У., Shevtsov D. I., Atuchin V. V. // Proc. of SPIE. 2003. Vol. 4944. P. 146.
3. Kalabin I. E., Atuchin V. V., Grigorieva T. 1. II Optical Materials. 2003. Vol. 23, N (1-2). P. 281.
4. Atuchin V. V., ZilingC. C., Savatinova 1., Armen-ise M. N., Passaro V. M N. I/ J. Appl. Phys. 1995. Vol. 78, N 12. P. 6936.
5. Al-Shukri S. М., Duffy J., De La Rue R. M, Ar-menise M. N.. Canali C., Camera A. II Proc. Of SPIE. 1985. Vol. 578. P. 2.
6. De Micheli M, Botineau J., Sibillot P., Ostrowsky D. P. II Opt. Commun. 1982. Vol. 42, N2. P. 101.
7. Atuchin V. V., Ziling С. C., Ibragimov D. V., Savatinova I. II Autometria. 2000. N 1. P. 85.
8. Hidetohi Onodera, Ikuo Awai, Jun-ichi Ikenoue II Appl. Opt. 1983. Vol. 22. P. 1194.
9. Колосовскии E. А., Петров Д. В., Царев А. В. II Квант, электроника. 1981. Т. 8, № 12. С. 2557.
10. Zolotoyabko E. II J. Appl. Cryst. 1998. Vol. 31. P. 241.
11. Bartels W. J., Hornstra J., Lobeek D. J. W. II Acta Cryst. A. 1986. Vol. 42. P. 539.
12. Atuchin V. V., Ziling C. C., Shipilova D. P. and Beizel N. F. II Ferroelectrics. 1989. Vol. 100, N 1. P. 261.
13. Nakamura M., Takekawa S., Kurimura S., Kita-mura K. and Nakajima H. II Jpn. J. Appl. Phys. 2003. Vol. 42/2, N 10A. P. LI 145.
14. Sugii K., Fukuma M, Iwasaki H. II J. of Mat. Science. 1978. Vol. 13. P. 523.
15. Korkishko Yu. N., Fedorov V. A. II IEEE J. Of Select. Topics In Quant. Electr. 1996. Vol. 2. P. 187.
16. Korkishko Yu. N.. Fedorov V. A. If 3. Appl. Phys. 1997. Vol. 82, N2. P. 171.
17. Korkishko Yu.N., Fedorov V. A. et al. II Ibid. 2003, Vol. 94, N2. P. 1163.
18. Korkishko Yu. N., Fedorov V. A., De Micheli M. P. II Electr. Lett. 1995. Vol. 31. P. 1603.
19. Kalabin /. E., Shevtsov D. /., Azanova I. S., Tay-sin I. F., Atuchin V. V. et al. II J. Phys. D: Appl. Phys. 2004. Vol. 37. P. 1829.
