CC BY
8ВЕСТНИК ПЕРМСКОГО УНИВЕРСИТЕТА 2004 Физика Вып. 1
Влияние эффекта закалки на параметр решетки и показатель преломления H:LiNb03 волноводных слоев
Д. И. Шевцова,ь, И. С. АзановааЬ, А. Б. Волынцев\ А. Н. Шилов\
а К с 0
И. Ф. Тайсин ’ , И. Е. Калабин , В. В. Атучин
г1 ОАО "Пермская научно-производственная приборостроительная компания", 614990, Пермь, ул. 25 Октября, 106
Пермский государственный университет, 614990, Пермь, ул. Букирева, 15 с Институт физики полупроводников СО РАН, 630090, Новосибирск, пр. Лаврентьева, 13
Формирование и распад высокотемпературных фаз в №Ш.х\Ь03 волноводных слоях были изучены методами волноводной модовой спектроскопии и кривых рентгеновского дифракционного отражения. Слои, легированные водородом с х=0.47, получены в процессе протонного обмена в расплаве бензойной кислоты на подложках (001) LiNb03. Высокотемпературные фазы были зафиксированы с помощью закалки при T = 200°С. Показано, что они обладают на ~9% более высоким показателем преломления и на -16% меньшей деформацией по сравнению с равновесной при комнатной температуре фазой НxLil-xNbO3
1. Введение
Протонообменные слои и каналы на поверхности монокристаллических подложек ниобата лития, LiNb03 ^^, являются перспективной средой для создания ряда интегрально-оптических компонентов благодаря наличию отличных электроопти-ческих, акустооптических и нелинейно-оптических свойств при низком содержании водорода [1-4]. Ранее в многочисленных работах также было показано, что процесс протонного обмена (РЕ) с последующим отжигом при 7>200-*-400°С, так называемый АРЕ, представляет собой эффективный и относительно простой способ изготовления волноводов с низкими потерями на монокристаллах LiNb03 и LiTa03 [5-7]. К принципиальным преимуществам РЕ и АРЕ волноводов на LN, в отличие от титанодиффузных волноводов, следует отнести относительно низкую чувствительность к фоторефракции в видимом и близком ИК спектральном диапазоне, а также селективность по поляризации света, т. е. волновод поддерживает только одну поляризацию света, что очень существенно для ряда применений, например для волоконно-оптических датчиков.
В обычном РЕ процессе подложка из LN находится в расплавленной бензойной кислоте в течение нескольких часов. В результате реакции ион-
ного обмена на границе между поверхностью кристалла и жидкостью протоны из расплава замещают ионы лития в кристаллической решетке LN. Образуется слой твердого раствора водорода в ниобате лития с общей химической формулой
Н,Ы].,ЫЬОз. Хорошо известно, что в зависимости от условий РЕ возможно образование твердых растворов HxLi(.,Nb03 в широком диапазоне концентрации х. Ранее методом рентгеновской дифракции на порошках была определена фазовая диаграмма системы LiNb03 - HNb03, а также обнаружено существование нескольких высокотемпературных фаз в диапазоне концентрации водорода
0.56<х<0.76, соответствующем так называемым р-фазам [8]. Позднее методами рентгеновской дифракции и модовой спектроскопии в РЕ волноводных слоях были обнаружены семь монокристалли-ческих фаз и установлены границы их существования по концентрации. Причем фазовый состав этих слоев отличается от порошкообразного HxLii.xNb03 при одном и том же х. Кроме того, для РЕ волноводных слоев была определена зависимость приращения необыкновенного показателя преломления на поверхности слоя Дле от концентрации протонов в слое д: [9].
Перспективы применения РЕ и АРЕ технологий определяются стабильностью и воспроизводимостью оптических параметров этих волноводов. Более того, для ряда практических приложений тре-
© Д. И. Шевцов, И. С. Азанова, А. Б. Волынцев, А. Н. Шилов, И. Ф. Тайсин, И. Е. Калабин, В. В. Атучин, 2004
буются стабильные параметры при работе в широком температурном диапазоне. В то же время в монокристаллических НхЫ|.,М03 ^=N5, Та) волноводных слоях были обнаружены обратимые фазовые переходы в широком концентрационном и температурном диапазонах с помощью методов модовой и ИК спектроскопии [10, 11]. Фазовая диаграмма системы Н,Ы|.^Ъ03, учитывающая существование высокотемпературных фаз (НТР) наряду с фазами, существующими в волноводных слоях при комнатной температуре (ЯТР), приведена на рис. 1 [12]. Видно, что образование НТР типично для твердого раствора НЛЬ1,.^Ъ03 в широком диапазоне концентрации водорода в слое х. НТР являются метастабильными' при комнатной температуре в отличие от ЯТР, что, по-видимому, и является основной причиной временной и температурной нестабильности оптических характеристик РЕ волноводов. Необходимо отметить, что величина Апе на поверхности НДллМЬОз волноводов изменяется до 0.3% от объемного значения пе в температурном диапазоне 7Л=80Л-300°С при фазовых переходах между ЯТР и НТР [12]. Температурные интервалы этих фазовых переходов в концентрационном диапазоне существования р-фаз согласуются с температурами фазовых переходов между ЯТР и НТР, наблюдавшимися ранее в ненапряженных твердых растворах НгЬй..'1\Ь03 [8].
о 0 0.025
К <юо
0.075
0 125 0.150 лп.
300-
200-
100-
о.о
гаьо3
0.2
0.4
х
0.6
0.,
Н1ЧЬ0-
Рис. 1. Фазовая диаграмма ИхЫ1.хНЬ03.
Температурные интервалы (вертикальные сегменты) фазовых переходов между ЯТР и НТР и межфазные границы (сплошные
жирные линии, соединяющие середины вертикальных сегментов). Точки о и • соответствуют значениям Ап(0) для ЬИ1 и ЬИ2. Точки а и ш показывают значения Ап, при которых существуют переходы,
обнаруженные в [15] и [16] соответственно. Вертикальные отметки на оси Ап показывают значения Ап(0), при которых образование НТР в эксперименте не было обнаружено
Необходимо отметить, что идентификация ЯТР и НТР твердого раствора НхЬп^Ъ03 в волноводном слое с высокой концентрацией водорода (*>0.44) только по экспериментальным значениям Апе на поверхности волноводного слоя затруднена из-за близости значений Апс для разных р,-фаз (/ = Н4), а также многослойной природы РЕ и АРЕ волноводов. В то же время данные по кристаллической структуре НТР очень скудны. Изменения в кристаллической структуре, сопровождаемые увеличением показателя преломления НДЛ|.,МЪ03 слоев непосредственно после кратковременной выдержки при ТлЗЗО-С, и частичное восстановление этих параметров с течением времени при комнатной температуре обнаружены в [15]. Изменения структурных и оптических параметров при данной термообработке были отнесены к фазовым переходам системы в фазу с более высоким значением деформации кристаллической решетки, благодаря увеличению концентрации протонов х в этой фазе за счет "замороженных" при комнатной температуре протонов. Неполное возвращение системы в начальное состояние было связано с развитием процесса диффузии протонов в глубь подложки. Обратимость таких фазовых переходов в работе [15] не изучалась. Таким образом, целью данной работы является детальное изучение вариации структурных и оптических параметров НхЬп.^Ъ03 волноводных слоев при обратимых фазовых переходах между ЯТР и НТР в концентрационном диапазоне существования Р-фаз.
2. Методика эксперимента
Для того чтобы надежно зафиксировать изменения структурных параметров и показать обратимость этих изменений при фазовых переходах между ЯТР и НТР, были выбраны условия формирования волноводных слоев с максимальной вариацией Апе на поверхности Н,Ы!.^Ъ03 волноводов. Два образца, LN1 и Ь^, с РЕ волноводными слоями на подложке 2-среза (001) ниобата лития конгруэнтного состава были приготовлены посредством протонного обмена в чистой бензойной кислоте при 7 240°С. Для образца протонный
обмен проводился дважды: 3.5 ч, затем еще 6.5 ч, а для образца - непрерывно 10 ч. Ранее было
показано, что при таких условиях РЕ процесс приводит к образованию комбинации р, (£=1*2) [9]. После этого слои были подвергнуты циклическому набору термообработок: а) выдержка при Т=\00аС в течение 6+8 ч и медленное (~0.2°С/мин) охлаждение до комнатной температуры (релаксация); б) выдержка при 7Л200*0 в течение 10 мин и быстрое (~100°С/мин) охлаждение (закалка). Температура закалки была выбрана выше температуры, при которой формируется самая высокотемпературная из известных НТР, существующих в диапазоне концентраций 0.44<х<0.71 [12]. Необходимо отметить,
что выдержка при Г=200°С в течение 10 мин не вызывает заметной диффузии протонов в глубь подложки и величина концентрации х в легированном слое остается такой же, как до этой термообработки. Все термообработки проводились на воздухе, точность поддержания и измерения температуры составляла ~ГС.
Непосредственно после охлаждения образцов до комнатной температуры измерялись структурные и оптические параметры протонообменных слоев. Кроме того, они измерялись через 2+4 сут после закалки для оценки динамики процесса релаксации при комнатной температуре. Измерение эффективных показателей волноводных мод Ыт проводилось с точностью ±0.0002 на Х=0.633 мкм методом модовой спектроскопии с помощью призменного ввода [16]. Затем, принимая за основу значения Ыт, восстанавливался профиль необыкновенного показателя преломления &пе(1) по глубине волноводного слоя с помощью обратного ВКБ метода [17]. Относительное изменение параметра с кристаллической решетки вдоль направления [001] е33=ас/с в НхШ_^Ъ03 слоях определялось по рентгеновским кривым дифракционного отражения (кривым качания), записанным для плоскости (001), индекс отражения (006) и (00.12), полученным с помощью двухкристального рентгеновского дифрактометра ДРОН-УМ1 (излучение Со Кр, монохроматор 81 (111), угловое разрешение ~1", глубина проникновения ~8 мкм). Ориентация образца с H:LN слоем при измерениях схематично изображена на рис. 2. Относительное изменение е33 определялось непосредственно из кривых качания измерением углового расстояния АЭ между положением максимума дифракционного отражения от подложки LN и максимумом дифракционного отражения от Н^1!^Ъ03 слоя в соответствии с формулой Вульфа-Брэгга в дифференциальной форме: е33 = -АО^О, где 0 - Брэгговский угол отражения, ассоциированный с рассматриваемым семейством кристаллических плоскостей.
Рис. 2. Ориентация образца с Н:ЬЫ слоем при измерении кривых дифракционного отражения
3. Обсуждение результатов
Профили показателя преломления А«е(2) для образцов LN1 и LN2 после каждой термообработки представлены на рис. 3. Из графиков видно, что образование НТР после проведения закалки сопровождается скачкообразным увеличением необыкновенного показателя преломления на поверхности слоя
ртр 2
5(Д«е(0))= А«е - Ьп™ * -1.010"2,
КТ?
что составляет »-9% от значения Апе ', характеризующего фазу, равновесную при комнатной температуре. Профили Апе(2) для обоих образцов принимают первоначальную форму после закалки и последующей релаксации. Таким образом, режимы термообработки, примененные в эксперименте, заметно не изменяет толщину РЕ слоя. Небольшие вариации Лпе(7.) по глубине слоя для состояний образцов, образовавшихся после релаксации и закалки, на рис. 3 вызваны погрешностями вычислений процедуры обратного ВКБ метода.
Концентрация протонов в волноводных слоях х«0.45 и х«0.48, соответственно для LN1 и LN2, определена по величине Awe(0) с помощью калибровочной зависимости Аие(0) - х для ЯТР, представленной в [9]. На диаграмме (рис. 1) круглыми точками отмечены значения Дл(0) для LN1 и LN2.
цт
Рис. 3. Эволюция профиля показателя преломления Н:ЬЫ слоев для образцов ЬЫ1 и ЬЫ2: 0 - после РЕ и релаксации; 1,3- после закалки; 2, 4- после релаксации
Разные условия РЕ процесса для образцов LN 1 и LN2 проявились в более высоком Длс(0) и более глубоком легированном слое для образца LN2. Глубина слоя составляет -1.6 мкм для образца LN1 и ~4.0 мкм для LN2. Это говорит о существенном отличии динамики повторного РЕ процесса, поскольку общее время РЕ процесса было таким же, как для однократного РЕ процесса. По-видимому, слой, образовавшийся на поверхности монокри-
сталла, значительно снижает интенсивность реакции повторного протонного обмена.
-500 -400 -300 -200 -100 0 100
де, ym. с
500 -400 -300 -200 -100 О 100
ле.ут.с
б
Рис. 4. Эволюция кривых качания дифракционного рассеяния от плоскости (006): а - образец ЬЫ1: 0 - после РЕ и релаксации; 1,3- после закалки; 2, 4 - после
релаксации; б - образец ЬЫ2: 1 - после РЕ с закалкой; 2, 4 - после релаксации; 3 - после закалки; 3* -72 ч после закалки при Т=20°С
На рис. 4 представлены кривые дифракционного отражения, зафиксированные после каждой термообработки образцов LN1 и LN2, порядок отражения - (006). Представленные кривые качания содержат пик отражения от подложки и пики отражения от легированных слоев на поверхности подложки, которые отличаются друг от друга и от подложки параметром кристаллической решетки. В данной работе мы пренебрегаем возможным изменением структурных параметров самой подложки при закалках, поэтому кривые качания совмещены по максимуму пика отражения от подложки. Ранее было показано, что РЕ и АРЕ волноводы на Х- и 2-срезах LN имеют только один ненулевой компонент £„ тензора деформаций в системе ко-
ординат с осями X), х2 и и С 3 , где ось дс3 перпендикулярна плоскости поверхности подложки, а оси Х\ и х2 лежат в этой плоскости и образуют правую тройку ортогональных векторов вместе с х3 [18]. Это означает, что РЕ и АРЕ монокристаллические слои когерентны с LN подложкой. Условия термообработки образцов, результаты измерений Аие(0) и 633 приведены в таблице.
Условия термообработки, приращение показателя преломления на поверхности РЕ слоя, деформация кристаллической реиіет-ки РЕ слоя и идентификация фазы
Обра- зец Со- стоя- ние Скорость охл-ния, "С/мин Д"с(0) х10_3 Фаза [14]
LN1 0 -0.2 0.1108 4.2 9
1 -100 0.1164 3.0 Р.
2 -0.2 0.1089 3.7 Р.
3 -100 0.1165 3.1 Р.
3* -0.2 0.1115 3.5 Р.
3** -0.2 0.1097 3.6 Р.
4 -0.2 0.1088 3.8 Р.
ЬШ 1 -100 0.1220 3.7 Р.
2 -0.2 0.1107 4.4 ?
3 -100 0.1218 3.8 Pi
3* после 72 ч 0.1110 4.2 ?
4 -0.2 0.1100 4.3 ?
Пик отражения, характеризующий легированный водородом слой образца LN1 в состоянии 0 (рис. 4 а) сразу после синтеза волновода и релаксации, имеет сложную форму: выраженный максимум при АО0 = -32 5" и плато при АО, =
-{270+300)". Такой вид говорит о наличии дифракционного отражения, по крайней мере, от двух различных кристаллических фаз, присутствующих в легированном слое. После проведения закалки (переход из состояния 0 в 1) пик занимает положение с А92= -245", т. е. смещается на -80" в направлении пика отражения от подложки и, кроме того, заметно изменяет форму контура - появляется одиночный пик с шириной на полувысоте -40", что соответствует наличию одной кристаллической фазы в волноводном слое. Затем была проведена релаксация (переход из состояния 1 в 2) с целью восстановления оптических и структурных параметров первоначального состояния 0. В результате пик, характеризующий РЕ слой, сместился в направлении больших углов, но первоначального вида не достиг. Его максимум соответствует угловому положению плато на кривой качания в состоянии 0. После этого образец LN1 был подвергнут еще одной закалке (переход из состояния 2 в 3), которая привела к тому, что пик, соответствующий отражению от РЕ слоя, практически вернулся в по-
ложение при состоянии 1. Интересно отметить, что в состояниях 1 и 3 пик отражения от РЕ слоя имеет интенсивность несколько выше, чем пик от подложки, в отличие от состояний 0, 2 и 4. Это позволяет предположить, что в состояниях 1 и 3 РЕ слой содержит только одну кристаллическую фазу, наиболее вероятно Р1 в обозначениях [14]. А в состояниях 0, 2 и 4 в слое присутствуют, по крайней мере, две фазы, по-видимому, рг и р2-фазы. Поэтому в последнем случае ширина пика отражения от РЕ слоя на полувысоте увеличивается, а интенсивность пиков уменьшается. Аналогичная картина наблюдалась и для образца LN2, если сравнивать состояние 1 с состояниями 2 и 4. Затем образец LN 1 был подвергнут серии из трех релаксаций для уточнения состояния РЕ слоя при комнатной температуре. Промежуточные состояния обозначены 3* и 3** (см. таблицу), а конечное состояние - 4 (рис. 4 а). Как видно, увеличение продолжительности выдержки при 7’=100°С привело к увеличению
О 2 4 6 8 10 12 14 16 18 20 22 24 26 28 30
1,4
ДП
б
Рис. 5. Деформация е33(1) (а) и показатель преломления Лпе(1) на поверхности (б) при релаксации образца ЬИ1. Точки ш и Т соответствуют эксперименту, сплошная линия - приближенная зависимость, пунктирная линия - асимптотика, соответствует значениям е330) и Лпе(1) для ЯТР
смещения пика отражения от РЕ слоя в направлении больших углов. При этом угловое положение и форма пика отражения, характеризующего слой, становятся очень близки к характерному пику в состоянии 2. Проведение серии последовательных термообработок позволило установить, что состояния 2, 4 являются равновесными для LN1 при Г = 20'С.
На рис. 5 а приведена величина е33 как функция суммарного времени выдержки / при температуре 100°С для этого процесса релаксации. Сплошная линия соответствует результату аппроксимации экспериментальной зависимости методом наименьших квадратов с помощью функции
Еззм) - Взз - (Езз - £зз )е
с т «7 ч, где т - постоянная времени релаксации при 7>100°С. Вариация Дле(0) как функция суммарного времени выдержки / в этом эксперименте представлена на рис. 5 б. Сплошной линией изображена аппроксимационная зависимость
Дие(0 = Длектр - (Длеатр - Дяле-"1
с т «7 ч. Как видно из приведенных зависимостей, оба параметра, Е33 И Дие(0), в процессе релаксации РЕ слоя изменяются по экспоненциальному закону" с одной и той же постоянной времени т «7 ч, следовательно, можно заключить, что изменение е33 является одним из механизмов изменения Апе.
Время выдержки при ТЛЮСС, необходимое для перехода РЕ слоя ^N1) в равновесное при Т=20°С состояние 2 (ЯТР), составило около 30 ч, что существенно меньше, чем время выдержки при 7>20°С для кгфазы, определенное ранее (300 ч [12]).
Заметим, что пик отражения с Д0О= -325", присутствующий в состоянии 0, после цикла термообработок закалка - релаксация исчез. Предположительно это произошло благодаря перераспределению протонов в рамках РЕ слоя без увеличения общей толщины, и, таким образом, эта фаза перешла в менее деформированную с Д0! = -290". Повторяемость (с точностью ±5") кривых качания в состояниях 1, 3 и 2, 4 соответственно подтверждает обратимость вариации постоянной кристаллической решетки с при циклах закалка - релаксация. Таким образом, состояния 1 и 3 с АОг» -245" соответствуют образованию НТР, которая при комнатной температуре является метастабильной. Анализируя форму кривых качания на рис. 4 а, можно выделить три характерных дифракционных максимума, соответствующих определенным углам брэгговского отражения. Этот факт указывает на существование трех фаз в данном концентрационном диапазоне, обладающих различным периодом кристаллической решетки с.
Эволюция кривых качания для образца LN2 при серии термообработок в тех же условиях при-
t.4
ведена на рис. 4 б. Легированный РЕ слой в этом случае имеет более высокий уровень деформаций Е33 по сравнению с LN 1, но тем не менее характер поведения (направление и величина перемещения) пиков на кривых качания тот же, что и для LN1. Однако форма и угловое положение пика, соответствующего легированному слою образца LN2, свидетельствуют о наличии нескольких слоев с близкими значениями постоянной решетки. Смещение пика, характеризующего H:LiNb03 слой, для образца LN2, так же как и для LN 1, составляет ~40"
при закалках, т. е. изменение деформации при за-ЯТР 3
калках равно Де33 = е33 - £33"""* к 0.6Т0" для
обоих образцов. По-видимому, это значение характеризует Р-тип фаз твердого раствора Н3Щ1А\Ь03 на поверхности подложки при выбранной температуре закалки и может быть другим для иного диапазона концентрации водорода и температуры закалки. Далее, используя периоды кристаллической решетки для х=0.56, измеренные в [8] для порошков, определено отношение Д Е3 3/Е33 ктр = 2.75% для ненапряженной Н3Щ,_х\Ь03 Р-фазы. Из наших
экспериментальных данных следует, что отноше-КТР
ние Де33/£ в монокристаллических слоях может
достигать 16%. Такое отличие может быть объяснено, если принять во внимание фиксацию ("зажатие") параметра кристаллической решетки а в Н3Щ|.^Ь03 монокристаллических слоях. Поэтому для достижения одинакового изменения объема элементарной ячейки при фазовом переходе вариация параметра решетки с (при данной конфигурации образца) в слоях существенно выше, чем в порошках.
Четкая дискретизация пиков отражения на кривых качания образца LN1 говорит о том, что такие обратимые фазовые переходы, сопровождающиеся существенными изменениями периода решетки (до 16%) относительно деформации, вызванной легированием, являются переходами первого рода. Однако наблюдаемые в эксперименте промежуточные положения пиков в состояниях 3* и 3**, измеренных при релаксации, свидетельствуют о более сложной природе фазового перехода. Полученные кривые качания полезны и для идентификации монокристаллических фаз на основе известной калибровки между угловым положением пика на кривой качания и обозначением фаз [14, 19]. Идентификация фаз проводилась путем сопоставления приращения необыкновенного показателя преломления Дие(0) и деформации £„ с так называемой структурной фазовой диаграммой из [14]. Как видно из таблицы, в большинстве случаев точки лежат в диапазоне ргфазы с учетом уровня погрешности. Необходимо отметить, что переходы между равновесной и высокотемпературными фазами в LN1 соответствуют прыжкам от правой нижней границы к левой верхней границе области Ргфазы.
Идентификация некоторых состояний для LN2 невозможна, поскольку наши экспериментальные точки находятся ниже всех областей существования Р^фаз. Хотя представляется маловероятным, что релаксация Рь и р2-фаз в [14] не была завершена и положение фаз на диаграмме несколько ниже по значениям Апе и выше по £33.
Изменение пе вследствие изменения мольного объема ЛУ при фазовом переходе из ЯТР в НТР можно определить, используя закон Лорентц-Лоренца при условиях Апе «пеиАУ« У:
2 2
' {п е-\)(п е+2) ЛУ
6п, У '
Принимая в расчет вышеупомянутую когерентность между РЕ слоем и подложкой, можно считать, что для рассматриваемой ориентации слоя относительно выбранной системы координат выполняется соотношение
ЛУ Ас
Тогда изменение показателя преломления при фазовом переходе определим как
тр т? д(Апе(0)) = Ап? -Ап г' =
= ("е-'("е+2) (eRTp _еНТР)я1]М0-3
Это значение заметно отличается от экспери-
2
ментально найденного 5(Дле(0)) = -1.0Т0" . Таким образом, наблюдаемые вариации показателя преломления не могут быть вызваны только вышерассмотренным механизмом, поэтому для достижения лучшего согласия между экспериментом и расчетом следует принимать во внимание и другие механизмы, известные для легированных сегнето-электриков, в первую очередь необходимо учитывать вариацию спонтанной поляризации [20,21].
4. Заключение
Показано, что фазовые переходы между равновесной при комнатной температуре и равновесной при 7* = 200°С фазами в РЕ слоях при концентрации протонов х ~ 0.47 кроме ранее обнаруженной вариации показателя преломления сопровождаются резкими изменениями кристаллической структуры РЕ слоя. Изменение деформации, вызванное такими обратимыми переходами, достигает -16% относительно деформации, образованной самим РЕ процессом. Можно предположить, что трансформация структуры вызвана определенным конфигурационным перераспределением протонов в рамках возможных позиций в кристаллической структуре. С практической точки зрения существо-
вание высокотемпературных фаз является очевидным источником возможной нестабильности оптических параметров интегральных устройств на основе H,Lii.xNb03 волноводов. Самая низкая температурная граница образования таких фазовых переходов в слоях составляет ~100°С, поэтому следует принимать специальные меры предосторожности, чтобы избежать возникновения метаста-бильных состояний как при изготовлении, так и при эксплуатации таких устройств.
Список литературы
1. Findakly Т., Suchoski P., Leonberger F. II Optics
Lett. 1988. Vol. 13. P. 797.
2. Baldi P., De Micheli M. P., Hadi K. El. et al. II Opt. Eng. 1998. Vol. 37. P. 1193.
3. Hempelmann U., Herrmann H., Mrozynski G. et
al. II J. Lightwave Techn. 1995. Vol. 13, N 8. P. 1750.
4. Parameswaran К R., Fujimura M, Chou M. H., Fejer M. M. II IEEE Photon. Techn. Lett. 2000. Vol. 12 N6. P. 654.
5. Maciak Т. II Int. J. Optoelect. 1992. N 7. P. 557.
6. Matthews P. J. and Mickelson A. R. II J. Appl.
Phys. 1992. Vol. 71. P. 5310.
7. Ahlfeldt H., Webjorn J., Laurell F., andArvidsson G. IIJ. Appl. Phys. 1994. Vol. 75. P. 717.
8. Rice С. E. IIJ. Sol. State Chem. 1986. Vol. 64. P.
188.
9. Korkishko Yu. N.. Fedorov V. A. II J. Appl. Phys. 1997. Vol. 82, N2. P.l.
10. Ahlfeldt H. and Laurell F. // Elec. Lett. 1995. Vol. 31. P. 750.
11. Savatinova I., Tonchev S., Todorov R. Hi. Lightwave Technol, 1996. Vol. 14. P. 403.
12. Kalabin 1. E., Atuchin V. V., Grigorieva Т. I. II Optical Materials. 2003. Vol. 23, N 1-2. P. 283.
13. Korkishko Yu. N.. Fedorov V. A., De Micheli M. P. //Electr. Lett. 1995. Vol. 31. P. 1603.
14. Korkishko Yu. N, Fedorov V. A. II IEEE J. Select. Topics Quant. Electr. 1996. Vol. 2. P. 187.
15. Korkishko Yu. N.. Fedorov V. A., De Micheli M.
P. at al. II Appl.Opt. 1996. Vol. 35, N 36. P.
7056.
16. Onodera Hidetohi, Awai Ikuo, Ikenoue Jun-ichi II Appl. Opt. 1983. Vol. 22. P. 1194.
17. Колосовский E. А., Петров Д. В., Царев А. В. II Квант, электроника. 1981. Т. 8, N 12. С. 2557.
18. Fedorov V. A., Ganshin V. A., Korkishko Y. N. II
Phys. Status Solidi A. 1993. Vol. 135, N 2. P.
493.
19. Коркишко Ю. И., Федоров В. А. II Кристаллография. 1999. Т. 44, N2. С. 271.
20. Atuchin V. V., Ziling С. С, Shipilova D. P., Beizel N. F. //Ferroelectrics. 1989. Vol. 100. P. 261.
21. Ziling С. С., Atuchin V. V., Savatinova I. et al. II J. Phys. D: Appl. Phys. 1997. Vol. 30. P. 2698.
