Содержание к диссертации
Введение
Глава I. Технология изготовления и оптические свойства световодов из ниоеата лития . 10
1.1. Технология изготовления световодов . II
1.2. Исследование параметров световодов . 18
1.3. Пассивное преобразование мод типа ТЕ-ТМ. 31
1.4. Измерение потерь в световодах 37
1.5. Генерация второй оптической гармоники.. 43
Глава 2.. Взаимодействия 50
2.1. Общие положения 52
2.2. Изотропная дифракция 58
2.3. Анизотропная дифракция 64
2.4. Взаимодействие волноводшх мод с объемными упругими волнами 74
Глава 3. Взаимодействия 82
3.1. Общие положения 84
3.2. Исследование электрооптического дефлектора призменного типа 86
3.3. Дифракция света на электрооптической наведенной решетке 91
3.4. Электрооптическое взаимодействие в канальных световодах. Построение АЦП на основе интерферометра Маха-Цендера . 96
Глава 4. Фоторефрактивний эффект 114
4.1. Механизмы фоторефрактивного эффекта 115
4.2. Методика измерений 116
4.3. Запись голограмм в планарных световодах .. 123
4.4. Фотогальванический и пироэлектрический эффекты 132
Глава 5. Взаимодействия 140
5.1. Общие положения 141
5.2. Методика измерений и расчет световодов... 144
5.3. Результаты эксперимента 148
Заключение 160
Литература
- Исследование параметров световодов
- Изотропная дифракция
- Исследование электрооптического дефлектора призменного типа
- Запись голограмм в планарных световодах
Исследование параметров световодов
Исследования оптических свойств световодов производились на установке, схема которой представлена на рис.3. Изучение параметров световодов проводилось на длине волн света 0,44 мкм; 0,63 мкм; 1,06 мкм; 1,15 мкм. Поворот плоскости поляризации света для возбуждения ТЕ- или ТМ-мод осуществлялся с помощью пластин J/2. Мощность излучения изменялась калиброванными светофильтрами.
Для возбуждения света в световодах, как известно, используются несколько методов: I) Торцевой метод возбуждения /19-20/; 2) Возбуждение через скошенный край /21-22/; 3) возбуждение через дифракционную решетку /23-25/; 4) возбуждение через приз-менный элемент связи /2,26-29/. В нашей работе, в основном,применялся призменный метод возбуждения световодов, суть которого заключена в следующем. Луч света от лазера падает на базу призмы (рисЛ) под углом полного внутреннего отражения. Если зазор между базой призмы и световодом велик, то падающий луч полностью отражается от базы призмы. По мере уменьшения величины зазора все большая часть энергии достигает волновода, туннелируя через зазор. Фазовая скорость в Х-направлении будет зависеть от угла падения 8 на базу призмы;
Очевидно, что максимальное возбуждение световода будет в случае, когда фазовая скорость света в волноводе и фазовая скорость света в призме в том же направлении совпадут. Таким образом, определив углы, при которых связь с волноводом максималь-на, можно найти эффективный показатель преломления П для каждой моды:
Здесь Ф - угол ввода света в призму для возбуждения ГГЪ-ой моды (отсчитывается от нормали к входной грани призмы); t угол между входной гранью и базой призмы. Формулу (I.I3), проведя обычные тригонометрические преобразования, можно записать в более удобном виде /29/
Из формулы (І.ІЗ) также видно, что показатель преломления материала призмы Пр должен быть больше показателя преломления волноводного слоя. Поэтому для работы с волноводами из нио-бата лития использовались призмы из рутила, титаната стронция, ниобата лития и Луч света фокусируется линзой с большим фокусным расстоя ниєм ( J 5 0,3-1 м) на входную грань призмы в синхронном направлении. В случае возникновения резонанса часть энергии падающего луча преобразуется в энергию волноводной моды. За счет этого уменьшается интенсивность луча, отраженного от базы призмы. При наличии в волноводе рассеяния или оптических неоднород-ностей волноводная мода переиздучается в другие моды, которые непосредственно не возбуждались, но могут существовать в волноводе. В этом случае на экране появляются светлые линии, называемые в литературе ITU -линиями, характеризующие модовый Go-став волновода. На рис.5 представлена фотография ITU -линий, полученная при возбуждении световода из ниобата лития, имеющего механические повреждения поверхности.
Измерение углов падения света на входную грань призмы при резонансном возбуждении мод световода производилось с помощью гониометра ГС-5, позвшляющего определять углы с точностью 5 . С учетом дифракционной расходимости луча, ошибки в измерениях углов резонансного возбуждения мод световода составляли «. 30 , что соответствует ошибкам в измерении эффективного показателя к. преломления ft для световодных мод 10" /29/.
Значения IXfrv , вычисленные по формуле (I.I4-) для одного из световодов, приведены в таблице I для случая распространения света вдоль кристаллографических осей X и Z . Графически эти данные представлены на рис.б. В работе /30/ показано, что каждой функции распределения показателя преломления в поперечном сечении волновода соответствует вполне определенная зависимость расстояний между соседними модами Д т/т-М = tn" m.-H Из сравнения наших результатов с результатами работы /30/ следует, что профиль распределения показателя Расчет толщины световодов производился по методике, описанной в /31/. Суть метода заключается в следующем. Пусть показатель преломления в поперечном сечении световода изменяется в соответствии с некоторой функцией по закону:
Здесь показатель преломления подложки; АП- максимальное приращение показателя преломления на поверхности световода; jffy/Wj- функция распределения показателя преломления, меняющаяся в пределах от I до 0; V/ - глубина световода. Путь света, распространяющегося по волноводу, в этом случае схематично представлен на рис.7а. Разобьем путь движения света на элементарные участки и произведем по ним кусочно-линейную ап-роксимацию (рис.76).
Изотропная дифракция
Из уравнения (2.9) видно, что эффективность дифракции будет максимальной в том случае, когда дифрагированный свет принадлежит той же моде, что и падающий (fri= И ), а частота ПАВ подобрана таким образом, чтобы глубина ее проникновения была близка к толщине световода.
Для выяснение геометрии рассеяния можно воспользоваться законами сохранения энергии и импульса /62/: где СО и К - частота и волновой вектор света; Л и І -частота и волновой вектор упругих волн. Индексы I и 2 относятся соответственно к падающему и рассеянному свету.
В главе I было показано, что при прохождении света в световодах, созданных диффузией титана на подложках из ниобата лития, сечение волновых векторов, соответствующих ТЕ- и ТМ-модам, оказывается подобным сечению поверхности волновых векторов оптически двуосного кристалла для случая, когда плоскость сечения содержит оптическую ось (рис.9). Используя эти поверхности,можно получить условия акустооптического взаимодействия в светово-даж путем построения векторных треугольников, выражающих закон сохранения импульса /61/
В работе /62/ нами было показано, что в пленарных световодах на основе ниобата лития возможно 3 типа взаимодействий между светом и ПАВ (рис.16): 1) изотропная дифракция типа 2) анизотропная дифракция типа когда поляризация рассеянного света сохраняется той же, что и у падающего, а величина вектора J3g отличается от величины 6J . Возможно также взаимодействие света, распространяющегося в волноводе, с объемной акустической волной, которое можно отнести к четвертому типу акустооптического взаимодействия.
Экспериментальные исследования дифракции света распространяющегося в волноводе на поверхностных упругих волнах, были проведены на установке, схема которой представлена на рис.17. Свет Нв-Ne лазера с длиной волны Jlp = 6328 А коллимиро-вался и вводился в световод, созданный диффузией титана, в направлении кристаллографической оси !)С через призму из рутила. Возбуждение ПАВ в направлении оси Z производилось с помощью встречноштырьевых преобразователей с апертурой к = 4 мм. Упругие волны возбуждались в диапазоне частот от 50 до 140 МГц. Поскольку в ниобате лития длина волны ПАВ на частоте 50 МГц составляет 70 мкм, а на частоте 140 МГц - 25 мкм, то параметр UL менялся в наших экспериментах от 0,23 до 1.8. Таким образом, в низкочастотной части исследованного диапазона должна происходить дифракция Рамана-Ната, а в высокочастотной - дифракция Брэгга. Такой характер дифракции действительно наблюдался в эксперименте. При низких частотах наблюдались четыре порядка дифракции одного знака, при частоте 100 МГц - два порядка, а при высоких частотах - один порядок, причем только в случае падения света под углом Брэгга. Дифрагированный свет принадлежал той же волноводной моде, что и падающий свет. Поскольку в нашем случае длина волны упругих колебаний А много больше толщины световода W , то можно считать U0 (yJ=COflSt для света, распространяющегося в световоде. Таким образом, такое взаимодействие можно рассматривать в первом приближении как акустооптическое взаимодействие объемных акустических волн с лучом света, для которого интеграл перекрытия I = I /58,60/. Полагая вклад в дифракцию света за счет электрооптики пропорциональным вкладу акустооптики и считая М = = І7 І(ГІ8с3/г /10/, получаем по (2.IS), что для 100% дифракции света мощность упругих волн составляет 9 мВт. Следует, однако, учесть, что полная мощность должна быть больше в отношении примерно —г , и при частоте 100 МГц она должна составлять около 100 мВт. Примерно такое же значение акустической мощности получено из экспериментальных данных.
Исследование электрооптического дефлектора призменного типа
Одной из разновидностей устройств управления лазерным излучением являются объемные электрооптические дефлекторы /83-84/. В планарном исполнении электрооптические дефлекторы призменного типа были предложены в работах /85-86/.
Принцип действия электрооптических дефлекторов основан на том, что световая волна, прошедшая через устройство, приобретает различный набег фазы вдоль апертуры призмы, в результате чего фазовый фронт волны на выходе оказывается повернутым на некоторый угол относительно оси дефлектора. На рис.27 показан вид структуры электроводов, которые обеспечивают создание на пленарных световодах дефлекторов призменного типа. При приложении напряжения к электродам, нанесенным на поверхность световода Y дереза ниобата лития вдоль -X -направления (рис.2.), наведенный за счет электрооптики набег фазы света, проходящего через апертуру устройства, можно записать /85/ где YIQ - необыкновенный показатель преломления; «Ло - длина волны в вакууме; Ъ электрооптический коэффициент, действующий при данной геометрии в ниобате лития; h( 2)XJ - электрическое поле, являющееся функцией координат Z и X ; -длина призмы.
Если предположить, что ширина электродов мала и электроды расположены почти параллельно (угол наклона среднего электрода мал),
Исследование электрооптического дефлектора призменного типа проводилось на волноводах, полученных термодиффузией титана на Y -срезе ниобата лития. Система электродов с размерами Т)" = 100 мкм, L » 5,2 мм и d ш 10 мкм была изготовлена методами фотолитографии. Электроды располагались на подслое оьОд і который служил буферным слоем для света,распространяющегося в волноводе.
Схема установки для исследований электрооптического дефлектора представлена на рис.28. Луч света от лазера ЛГ-38,прошедший систему линз Л , (фокусное расстояние j = 300 м) и Л 2 ( 2, 25 мм), и имеющий диаметр « 80 мкм вводился с помощью призм из рутила в волновод вдоль оси .X . Исследования проводились на моде ТЕ0. Выходящее из другой призмы излучение принималось на линейку многоэлементного ПЗС - фотоприемника, сигнал с которого поступал на осциллограф CI-70. Шаг фоточувствительных элементов в линейке был равен 24 мкм.
При подаче напряжения 30 В на электроды наблюдалось отклонение луча света от первоначального положения на угол s 10 , что совпадает с углом отклонения, рассчитанным по (3.19). Распределение интенсивности света на выходе дефлектора, полученное с помощью линейки ПЗС - фотоприемников, при напряжении на электродах О В и 30 В показано на рис.29, из которого видно, что прошедший и отклоненный лучи хорошо разрешаются. Таким образом, на основе световодов, изготовленных по разработанной технологии на подложках из ниобата лития, возможно создание дефлекторов призмеиного типа с малыми управляющими напряжениями и широкой частотной полосой для устройств интегральной оптики.
Экспериментальное исследование дифракции света на фазовой решетке, созданной на основе электрооптического эффекта, проводилось на двух световодах. В световодах Y -среза могли распространяться 2 ТЕ и I ТМ - мода на длине волны света 0,63 мкм в -Х- направлении. Параметры световодов были близкими, и глубины световодов,оцененные по эффективным показателям преломления, были примерно одинаковыми (2,1 мкм и 2,2 мкм).
На поверхности световодов были сформированы методами фотолитографии встречно-штыревые структуры таким образом, чтобы электрическое поле было приложено вдоль кристаллографической оси Ї (рис.30). Встречно-штыревая структура имела следующие параметры: L = 10 мм, А = 40 мкм, 5 = 10 мкм, количество пар электродов N =10. При рассеянии света, распространяющегося в световоде, на фазовой решетке, воздаваемой подачей напряжения на встречно-штыревую структуру, можно было ожидать, что дифракция света будет происходить в режиме Брэгга, поскольку фактор 8 - е. г был равен в нашем случае 28,6.
Такой режим дифракции и был получен в эксперименте. Иссле дование взаимодействия производилось на длине волны света гелий-неонового лазера Jl0 = 0,63 мкм. Ввод и вывод света в волновод осуществлялся с помощью призм из рутила. Схема экспериментальной установки была подобна схеме установки для акусто-оптических исследований, приведенной на рис.17. Свет с поляризацией соответствующей ТЕ-модам, распространялся в волноводе в JC -направлении под электродами. При подаче напряжения на них происходила дифракция света в плоскости световода, причем дифракция наблюдалась только в случае падения света под углом Брэгга (форм.2.9), который в данном случае составлял » 50 . При выполнении условий Брэгга эффективность дифракции света на электрооптической фазовой решетке так же, как и в случае акустооптического взаимодействия, описывается выражением:
Длина взаимодействия света с фазовой решеткой; j\ - длина волны света; АїЬ - изменение показателя преломления. В общем случае изменение показателя преломления представляет собой сложную функцию, зависящую от распределения напряженности электрического поля вглубь кристалла
Запись голограмм в планарных световодах
Фоторефрактивный эффект (ФРЭ) в световодах из электрооптических материалов имеет положительные и отрицательные стороны для приборов, изготавливаемых в интегральнооптическом исполнении. К отрицательным действиям ФРЭ можно отнести: а) неконтролируемое изменение показателя преломления, зависящее от плотности энергии света и времени экспозиции; б) так называемый "шум" рассеяния, обусловленный интерференцией распространяющегося пучка света со светом, рассеянным в световоде (теория "шума" рассеяния развита в работах /96-97/; в) изменение поляризации света при распространении света в полосковых световодах /95/. Все эти действия ФРЭ неконтролируемым образом меняют эффективность работы модуляторов, уменьшают число разрешимых положений дефлекторов, нарушают работу интерференционных устройств на основе полосковых волноводов.
В то же время на основе ФРЭ в световодах из электрооптических материалов возможно создание топографических устройств хранения информации, аналогичных объемным /98-99/. Интересным также является исследование ФРЭ в электрооптических материалах при высоких плотностях энергии света. Такие исследования проводились обычно при использовании импульсного лазера /100/. Особенности распространения света в оптических волноводах позволяют провести изменения при высокой плотности энергии света в непрерывном режиме. Механизмы фоторефрактивного эффекта. Теория ФРЭ развита в работах /I0I-I03/, и поэтому не рассматривается здесь подробно. Вкратце, появление однонаправленного тока в кристаллах при освещении можно объяснить на основе асимметрии примесного центра, обусловленной направлением спонтанной поляризации.
Выражение для тока, протекающего по кристаллу при его равномерном освещении, можно записать в виде /101/:
Здесь б - заряд электрона, о - коэффициент поглощения света с интенсивностью J_ ; пу - энергия фотона, р+ и р. - вероятности переноса заряда в положительной и отрицательном по от-ношению к полярной оси направлениям, р+ и р. - вероятность рекомбинации электрона в тех же направлениях, и _- свободный пробег электрона в положительном и отрицательном направлениях; її и ДС- заряд и смещение І -ого иона. Поле пространственного заряда, образованного на электронных ловушках при протекании фотогальванического тока, можно за писать в виде: где AW - поглощенная энергия; ь - диэлектрическая проницаемость кристалла. Как было показано в работах /I0I-I02/, в ниобате лития Заимеют место локализованные уровни г6 и г . При осве щении кристалла с примесями ион г 6. фотоионизируется по схе Fe 4 hv Ь - е (4 3)
Таким образом, фоторефрактивный эффект в ниобате лития связан с фотовозбуждением электронов с уровней г 6 и дальнейшим захватом их на уровне г в . Фактически все экспериментальные результаты, полученные на номинально чистых LIN6U3 и можно объяснить наличием неконтролируемых примесей железа, меди, марганца, которые, как показано в работах /104-105/, резко увеличивают чувствительность к ФРЭ. В дальнейшем, однако, все рассуждения будут вестись относительно кристаллов, легированных железом, поскольку для длины волны света о 6328 А основной вклад в фоторефрактивную чувствительность дает именно эта примесь. 4.2. Методика измерений.
Измерения ФРЭ производились на установке, собранной на виброустойчивом столе весом около 800 кГ. Система амортизации плиты, в которой использовались автомобильные баллоны и амортизирующие прокладки, обеспечивала достаточную развязку от вибрации здания. Схема установки представлена на рис.40. В качестве источников излучения использовались лазеры ЛГ-38 с длиной волны j\ = 0,63 мкм с выходной мощностью порядка 40 мВт или ЛГ-ЗІ с длиной волны it =0,44 мкм и выходной мощностью около 10 мВт, настроенных на режим одномодовой генерации ТЕМ00
