Влияние дефектной структуры LiNbO3 на работу интегрально-оптической схемы Текст научной статьи по специальности «Физика»

ВЕСТНИК ПЕРМСКОГО УНИВЕРСИТЕТА

2012 Серия: Физика Вып. 2 (20)

УДК 538.913

Влияние дефектной структуры LiNbOз на работу интегрально - оптической схемы

Р. С. Пономарев, А.Б. Волынцев

Пермский государственный национальный исследовательский университет,

614990, Пермь, ул. Букирева, 15

В работе рассмотрены процессы модификации дефектной структуры монокристалла ниобата лития при создании на его поверхности методом протонного обмена системы канальных волноводов. Показана необходимость существования сетки дислокаций несоответствия (СДН) на границе волновода и исходного монокристалла. Существование СДН подтверждено экспериментально методом химического травления. Проведен расчет некоторых параметров СДН. Предложено новое объяснение дрейфа характеристик интегрально-оптических схем при приложении внешнего электрического поля.

Ключевые слова: ниобат лития, волновод, сетка дислокаций, дефектная структура, травление, дрейф рабочей точки.

1. Введение

Интегрально-оптические схемы (ИОС) на основе монокристалла ниобата лития (НЛ) широко применяются для управления характеристиками оптического сигнала в волоконно-оптических линиях связи [1,2], а также в качестве датчиков различных физических величин [3,4]. Наиболее часто ИОС применяют в качестве разветвителей, перестраиваемых делителей, модуляторов фазы и амплитуды сигнала, а также для генерации гармоник высших порядков в периодических структурах.

Использование кристаллов ЫКЪ03 обусловлено их высокими электрооптическими коэффициентами, аномально высокой температурой Кюри и возможностью создавать на поверхности монокристалла канальные волноводы с низким уровнем оптических потерь, прозрачные для излучения видимого и ИК-диапазонов.

К наиболее распространенным устройствам интегральной оптики относятся электрооптические модуляторы интенсивности излучения, построенные по схеме интерферометра Маха-Цендера (ИМЦ). Оптическая часть такого модулятора представляет собой два встречных У-разветвителя, соединенных прямолинейными участками волноводов. Излучение подводится и отводится от чипа модулятора с помощью жестко закрепленных одномодовых волоконных световодов. Для защиты от внешних воздействий обычно используются диэлектрические или проводящие буферные слои.

Для модуляции оптического сигнала используется система золотых электродов, нанесенных на поверхность кристалла (рис. 1).

Рис. 1. Интегрально-оптический интерферометр Маха-Цендера

Подача напряжения на электроды модулятора приводит к увеличению показателя преломления в одном плече интерферометра и уменьшению его в другом плече за счет действия электрооптического эффекта. Набегающая в плечах интерферометра разность фаз преобразуется в изменение выходной интенсивности излучения после того, как свет интерферирует в точке соединения волноводов. Зависимость выходной интенсивности 1оШ от подаваемого напряжения V задается соотношением, указанным в [3]:

I =

ош 2

1 + 008

г-V ■ I

\\

л-а

(1)

где 10 - входная интенсивность излучения, г33 -электрооптический коэффициент ниобата лития в направлении полярной оси,

- необыкновенный

© Пономарев Р.С., Волынцев А.Б., 2012

показатель преломления кристалла, Г - интеграл перекрытия между оптическим и электрическим полем, I - длина электродов, Я - длина волны излучения и й - расстояние между электродами.

Данная формула не учитывает потерь на распространение излучения в кристалле, которые составляют около 1 дБ/см [5]. Как видно из формулы (1), для простой двухплечевой топологии ИМЦ характерна передаточная функция, пропорциональная косинусу разности фаз.

При модуляции оптического сигнала минимум выходной интенсивности соответствует логическому нулю, максимум - логической единице. Таким образом, рабочая точка модулятора должна колебаться около положения с половинной интенсивностью излучения, называемого «квадратурой», как это показано на рис. 2.

Рис. 2. Положение рабочей точки модулятора в цифровом режиме работы

Для смещения рабочей точки модулятора в квадратуру необходимо подавать постоянное напряжение смещения величиной до 5 В [6]. В ряде работ показано [7-10], что подача такого напряжения вызывает неконтролируемый дрейф рабочей точки модулятора, что приводит к необходимости повышения напряжения смещения. Описанные процессы являются медленными и, по мнению авторов указанных работ, происходят в течение всего срока службы модулятора, который составляет не менее 20 лет.

Авторы работ [6-10] описывают в основном результаты экспериментов на реальных модуляторах, объясняя явление дрейфа «диэлектрической природой кристалла», без уточнения конкретных механизмов процесса дрейфа.

Рассмотрение данного явления с точки зрения ЯС-цепей, проведенное в [11-13], позволяет предсказать изменение характеристик модулятора в процессе его работы, но без понимания происходящих на микроуровне явлений такое описание нельзя считать надежным. Качественное описание процессов, происходящих в кристалле под дейст-

вием внешнего электрического поля, необходимо проводить на основе данных о собственной дефектной структуре материала и ее изменении в ходе создания канальных волноводов.

2. Собственная дефектная структура ниобата лития

Как известно, ниобат лития принадлежит к ромбоэдрической сингонии и имеет пространственную группу Я3с. Кислородный каркас структуры построен по типу плотнейшей гексагональной упаковки, октаэдрические пустоты на 2/3 заняты катионами. В сегнетоэлектрической фазе ионы Ы и ЫЬ смещены относительно кислородных плоскостей, что приводит к появлению спонтанной поляризации (рис. 3).

о

%

• Кислород 4 Ниогн'й с

о Л/ши ------------------

Рис. 3. Расположение атомов в структуре ЫЫЪОз в сегнетоэлектрической фазе. Атомы кислорода для наглядности заменены точками

Для создания интегрально-оптических схем используется ниобат лития конгруэнтного состава с содержанием исходных компонентов

(Ь120)о.486(КЬ205)о.514. Кристалл такого состава отличается более однородным по объему показателем преломления и стабильностью характеристик получаемых волноводов [14]. Близость ионных радиусов Ы1+ и КЬ5+ (0.68 А и 0.66 А соответственно) способствует легкому взаимозамещению катионов в решетке. Избыток КЬ5+ из соображений электрической нейтральности должен приводить либо к избытку в кристаллической решетке атомов кислорода, либо к появлению вакансий в позициях Ы1+. Как показано у Блистанова [15], именно дефекты катионной подрешетки обеспечивают отклонение от стехиометрии. При катионном механизме обеспечения электронейтральности появление одного дополнительного иона КЬ5+ должно вызывать появление четырех литиевых вакансий, что теоретически дает более 11 % незаполненных позиций ли-

тия в конгруэнтном кристалле. В реальном кристалле этот показатель составляет 5,9 %, оставшаяся часть избыточного заряда компенсируется за счет ниобиевых вакансий [16].

Также в [14] и [15] описано существование и поведение кислородных вакансий, которые, по мнению авторов, оказывают меньшее влияние на свойства ниобата лития.

3. Модификация структуры ниобата лития при протонном обмене

Существует два основных метода создания топологии волноводов ИОС на поверхности кристаллической пластины: протонный обмен (ПО) и диффузия титана. Процесс протонного обмена отличается большей простотой и происходит при температуре около 300 °С [17]. Для НЛ процесс ПО выражается соотношением

Ы№Ю3 + хН+ ^ НхЫ1-х№Ю3 +хЫ.

В ходе ПО литий замещается протонами из расплава бензойной кислоты, причем содержание протонов х при этом может доходить до 0,8. Полученные сразу после ПО волноводы состоят из набора кристаллических фаз, параметр решетки которых сильно отличается от параметра решетки подложки. Неодинаковость параметров решетки подложки и волновода приводит к подъему поверхности волновода над поверхностью подложки, как это схематически показано на рис. 4.

Рис. 4. Сечение протонообменного канального волновода до отжига. Показана правая половина волноводного канала

С оптической точки зрения необходимо отметить высокую контрастность таких волноводов, Апе~0.15. Однако непосредственное использование волноводов сразу после протонного обмена не практикуется ввиду их нестабильности во времени, обусловленной их неравновесной структурой и высоким содержанием протонов, значительная часть из которых находится в межузельном состоянии [18]. Механизм, по которому происходит повышение пе и образование оптического волновода, рассмотрен в работе [19].

Для создания протонообменных волноводов с высокой стабильностью и малыми потерями ис-

пользуется два метода: мягкий протонный обмен [20] и протонный обмен с последующим отжигом [18]. Рассматриваемые в данной работе канальные волноводы были получены с помощью ПО с отжигом при температуре 350 °С. После отжига концентрация протонов х снижается до значений, не превышающих 0.12, что составляет область существования а-фазы твердого раствора Н:ЫКЪ03. Одновременно с этим происходит диффузионное распространение протонов вглубь кристалла, которое сопровождается серией последовательных фазовых переходов из фаз с высоким содержанием протонов к фазам с низким их содержанием. При этом глубина волноводной области увеличивается примерно в 10 раз, с 0.6 мкм до 6 мкм, содержание межузельных протонов уменьшается практически до нуля [21].

Волноводные ПО-слои представляют собой области, в которых период решетки исходного НЛ изменяется скачком, без промежуточных состояний, характеризующихся плавным изменением периода решетки от волноводного слоя к матрице. Этот факт подтверждается многочисленными РСА-исследованиями, по результатам которых ПО-фазе соответствует свой отдельный дифракционный пик, легко отделяемый от пика исходной подложки при декомпозиции (рис. 5).

Рис. 5. Кривая качания протонообменного канального волновода

Скачкообразное изменение периода кристаллической решетки неизбежно сопровождалось бы высокими внутренними упругими напряжениями, которые вызываются искажениями кристаллической решетки. Деформация 8, вызванная протонным обменном, имеет значение порядка 10-2...10-3 [22], причем в довольно узкой пограничной зоне между ПО-слоем и подложкой. Сохранение целостности кристалла возможно в данной ситуации лишь благодаря сетке дислокаций несоответствия (СДН), которая способна разрядить внутренние упругие напряжения, подобно тому, как это обыч-

но происходит при эпитаксиальном сопряжении кристаллов, различающихся периодами кристаллической решетки. В данном случае речь действительно идет об эпитаксиальном сопряжении матрицы и протонообменной фазы. Схематическое изображение СДН приведено на рис. 6.

Рис. 6. Сетка дислокаций несоответствия на границе канального волновода

Дислокации в ионных кристаллах, как правило, содержат нескомпенсированные электрические заряды. Нескомпенсированность и их неравномерное распределение по планарным дефектам, которыми являются сетки дислокаций несоответствия, также должно приводить к наличию определенного дипольного момента в расчете на единицу площади планарных дефектов. При этом возможны и осцилляции вектора поляризации по поверхности СДН, являющейся межфазной границей, разделяющей ПО-фазу и матрицу.

Рассмотрим поведение всей системы в целом при изменении внешнего электрического поля. Наличие неравномерно распределенных зарядов в области СДН и поляризации, отличной от средней объемной поляризации по кристаллу неизбежно приведет к некоторым релаксационным смещениям ионов, расположенных вблизи СДН. Поэтому в отсутствие внешнего поля после формирования ПО-слоев устанавливается некоторое метастабиль-ное квазиравновесное состояние, когда дальнейшее движение зарядов в сторону равновесия тормозится самим межионным взаимодействием. При этом часть протонов замещает позиции, ранее принадлежавшие литию, с формированием дополнительных связей ОН, а часть протонов находится в твердом растворе, и их диффузионное истечение из ПО-фазы может удерживаться СДН, которая отталкивает протоны своим нескомпенсированным электрическим полем. Возможно, что именно этим обстоятельством объясняется высокая степень устойчивости ПО-фаз, несмотря на высокую диффузионную подвижность протонов в решетке, находящихся в виде твердого раствора. После

приложения внешнего электрического поля меняется как объемная поляризация всего кристалла в целом, так и зарядовое распределение в СДН. Равновесие, установившееся в отсутствие внешнего поля, нарушается, при этом в области межфазной границы могут возникать существенно большие зарядовые неоднородности, а соответственно и дипольные моменты, чем те, которые существовали до приложения внешнего поля.

4. Идентификация СДН методом химического травления

Идентификацию СДН было предложено проводить методом химического травления канального волновода. Ожидалось, что СДН, являющаяся областью с повышенным содержанием дефектов структуры, должна травиться с большей скоростью. В [23] показано, что скорость травления чистого НЛ значительно меньше скорости травления протонообменного слоя. Там же показано, что после ПО волноводный канал слегка выпирает над поверхностью подложки.

В ходе протонного обмена в НЛ образуется ряд кристаллических фаз с разным содержанием протонов. Изменение параметра кристаллической решетки пропорционально содержанию протонов в фазе. Известно, что кристаллические фазы в протонообменном слое имеют прямой порядок залегания, т.е. ближе к поверхности располагаются кристаллические фазы с большим содержанием протонов [24]. Таким образом, вблизи поверхности кристалла СДН должна быть развита сильнее. При приближении к «дну» волновода плотность СДН должна уменьшаться, т.к. в плоскости среза кристаллические фазы имеют меньшую разницу в параметрах решетки. Толщина ПО-слоя составляет около 0,6 мкм. Все приведенные утверждения относятся к волноводам до проведения постобменно-го отжига. С учетом приведенных факторов картина травления должна иметь вид, приведенный на рис. 7.

Н1; * 11КО ~ 11.0 *

1

Рис. 7. Сечение кристалла НЛ с канальным волноводом до и после травления (модель)

Для эксперимента использовался стандартный травитель состава HF+HNO3+H2O в пропорции 1:1:8 при комнатной температуре, время травления - 2 минуты.

Для выявления СДН было проведено травление с малыми временами, при котором не происходит полного вытравливания СДН. Микрорельеф поверхности волноводного канала, подвергнутого кратковременному травлению, был получен на оптическом профилометре New View - 5GGG, обеспечивающем разрешение <0.1 мкм в плоскости образца и <1 нм нормально к поверхности образца. Результаты измерения приведены на рис. S.

Рис. 8. Сечение кристалла НЛ с канальным волноводом до и после травления (модель)

Данный результат подтверждает предположение о существовании СДН вокруг волноводного канала и не является случайным. На снимках поверхности канала и окружающей его подложки характерные углубления по краю наблюдались вдоль всего волновода.

5. Расчет параметров СДН

Для оценки сил, действующих на СДН со стороны электрического поля кристалла, необходимо определить ряд ее параметров: вектор Бюргерса для частичной дислокации Шокли для ГПУ решетки и Х-среза НЛ составляет

b = ^[GiiG]« 2.4 А,

(2)

где a - параметр решетки НЛ, равный 5,15 А.

Число дислокаций п в СДН, приходящееся на 1 см длины волновода для отожженного канала может быть приближенно найдено как отношение толщины волноводного слоя к шагу сетки дислокаций:

є • і

n = -

b

iG3 • 6 •iG~6i 2.4 • iG~iGi

25 .

(3)

Таким образом, на 1 см длины волновода приходится около 25 см дислокаций. В реальном кристалле этот параметр должен быть несколько больше ввиду не параллельного расположения дислокаций в сетке.

Рассчитаем отнесенную к единице длины силу f, действующую на линию дислокации со стороны

электрического кристалла. Линию дислокации можно рассматривать как заряженную нить, на которой закреплены точечные заряды 2е0. Расстояние между зарядами равно параметру решетки а. Полагаем внутреннее поле Е в кристалле на уровне 107 В/м, как указано в [14]. Искомая сила, отнесенная к длине дислокации, равна

f = 2 • Е = 2е° • Е * 0.6 -10 21 Л . (4)

а

Тогда касательное напряжение т, действующее на единицу длины дислокации, равно

т = f = 25 • iG6 ї а.

b

(5)

Найденная величина т достаточна для того, чтобы вызвать движение дислокации в объеме кристалла. Такое движение может приводить к смещению границы между волноводным каналом и подложкой, т.е. к медленному макроскопическому смещению границы волноводного канала.

6. Выводы

В работе предложено новое объяснение эффектов дрейфа рабочей точки интегральнооптического модулятора интенсивности излучения с точки зрения дефектной структуры материала подложки и канальных волноводов. Наличие на границе волноводного канала сетки дислокаций несоответствия подтверждено экспериментально с помощью химического травления. Проведен расчет сил, действующих на СДН внутри кристалла. Показано, что такие силы могут приводить к перемещению дислокаций, вызывающему медленное изменение имеющейся топологии волноводов модулятора.

Выражаем благодарность за предоставленные результаты химического травления и профиломет-рии С.С. Мушинскому.

Работа выполнена в рамках комплексного проекта № 13.G25.G25.31.0004, реализуемого Пермской научно-производственной приборостроительной компанией и Пермским Государственным Национальным Исследовательским Университетом в соответствии с постановлением правительства РФ №218 от 9 апреля 2010 года.

Список литературы

1. Li G., Yu P. Optical intensity modulators for digital and analog applications // Journal of Lighwave Technology. 2003. Vol. 21, N 9. P. 2010-2030.

2. Wooten E., Kissa K., Yi-Yan A. A review of lithium niobate modulators for fiber-optic communications systems // Selected Topics in Quantum Electronics. 2000. Vol. 6, N 1. P. 69-82.

3. Э. Удд. Волоконно-оптические датчики. М.: Техносфера, 2008. 420 с.

4. Окоси Т. Волоконно-оптические датчики. Л.: Энергоатомиздат, 1990. 254 с.

5. Baldi P., Micheli M.P. de, El Hadi K. et al. Proton exchanged waveguides in LiNbO3 and LiTaO3 for integrated lasers and nonlinear frequency converters // Optical Engineering. 1998. Vol. 37, N 4. P. 1193-1202.

6. Nagata H., Honda H., Akizuki K. Initial bias dependency in dc drift of z-cut LiNbO3 optical intensity modulators // Optical Engineering. 2000. Vol. 39, N4. P. 1103-1105.

7. Nagata H. Activation energy of DC-drift of x-cut LiNbO3 optical intensity modulators // Photonics Technology Letters. 2000. Vol. 12, N 4. P. 386388.

8. Nagata H. Long-term DC-drift in x-cut LiNbO3 modulators without oxide buffer layer // Optoelectronics, IEEE Proceedings. 2000. Vol. 147. P.

350-354.

9. Nagata H. DC-drift failure rate estimation on 10 Gb/s x-cut lithium niobate modulators // Photonics Technology Letters. 2000. Vol. 12, N.11. P. 1477-1479.

10. Nagata H., Honda H., Akizuki K. Initial bias dependency in dc-drift of z-cut LiNbO optical intensity modulators // Optical Engineering. 2000. Vol. 39, N4. P. 1103-1105.

11. Becker R. Circuit effect in LiNbO3 channel-waveguide modulators // Optics letters. 1985. Vol. 10, N8. P. 417-419.

12. Korotky S. K., Veselka J. J. An RC network analysis of long term Ti:LiNbO3 bias stability // Journal of lightwave technology . 1996. Vol. 14, N 12. P. 2687-2697.

13. Salvestrini J. P., Guilbert L., Fontana M. et al. Analysis and control of the DC drift in LiNbO3 -based Mach - Zehnder modulators// Journal of lightwave technology. 2011. Vol. 29, N 10. P. 1522-1534.

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

15. Блистанов А.А. Кристаллы квантовой и нелинейной оптики. М.: изд-во МИСИС, 2000. 431 с.

16. Abrahams S. C., Marsh P. Defect structure dependence on composition in lithium niobate // Acta Crystallographica Section B. 1986. Vol. 42, N

1. P. 61-68.

17. Rice C.E. The structure and properties of HxLi1-xNbO3 // J. Solid State Chem. 1986. Vol. 64. P. 188-199.

18. Nekvindov P., Razpet A., Zorko B. Annealed proton exchanged optical waveguides in lithium nio-bate: differences between the X- and Z-cuts // Optical Materials. 2002. Vol. 19. P. 245-253.

19. Hou W., Hua W., Zhang Y., Tan H. Possible mechanism for increase of extraordinary refractive index in proton-exchanged LiNbO3 waveguides // Electronics Letters. 1991. Vol. 27, N 9. P. 755.

20. Korkishko Y., Fedorov V., Baranov E. et al. Characterization of а-phase soft proton-exchanged LiNbO3 optical waveguides // J. Opt. Soc. Am. 2001. Vol. 18. P. 1186-1191.

21. Herrington J. R., Dischler B., Rauerber A., Schneider J. An optical study of the stretching absorption band near 3 microns from OH- defects in LiNbO3 // Solid State Commun. 1973. Vol. 12. P.

351-354.

22. Шевцов Д. И., Азанова И. С., Тайсин И. Ф., Волынцев А. Б. Метастабильные фазы в протонообменных волноводах на X-срезе ниобата лития // Физика твердого тела Т.48, № 6. С. 9961000.

23. Kichigin V. I., Mushinsky S. S., Petukhov I. V. еt

al. Use of method for chemical etching for identification of structure of proton exchange channel waveguides fabricated on Z-cut of lithium niobate crystal: conference proceedings of mi-

cro/nanotechnologies and electron devices. Er-lagol, Russia, 2011. P. 73-75.

24. Korkishko Yu.N., Fedorov V.A. Structural phase diagram of HxLi1-xNbO3 waveguides: the correlation between optical and structural properties // J. Select. Topics Quant. Electronics. 1996. Vol. 2, N

2. P. 187-196.

LiNbO3 defect structure influence on the integrated optical circuit operation

R.S. Ponomarev, A.B. Volynsev

Perm State National Research University, Bukirev St. 15, 614990, Perm

It is considered LiNbO3 defect structure modification by optical waveguide creation with proton exchange process. It is revealed that the network of misfit dislocations (NMD) is required to provide crystal integrity. NMD existing was confirmed with waveguide etching. It was NMD tangential stress calculated. It has been proposed a new mechanism of integrated optical circuit DC-drift. Keywords: integrated optical circuit, dc-drift, proton exchange, dislocation, etching.