Моделирование и получения планарных волноводов в градиентных PPLN

4.3 Метод, формирования, стационарных оптических волноводов протонным обменом

Протонный обмен - это низкотемпературный процесс (Т<250°С), который успешно используется для, формирования ОВ в LiNbO₃.Протонный обмен основан на погружении подложки в расплав бензойной кислоты. В этом случае, как и при диффузии во внешнюю среду, изменяется только показатель преломления для необыкновенной волны п_е. Однако при этом достижимы относительно большие перепады показателя преломления n, что является важным при создании устройств с дифракционными решетками, планарных линз и сильно направляющих волноводов для эффективного электрооптического и акустооптического взаимодействия. Протонный обмен с последующим отжигом может быть также использован для изменения или ликвидации двулучепреломления в волноводах из LiNbO₃, полученных диффузией Ti. Эти преимущества, протонного обмена при создании пассивных элементов были продемонстрированы ранее, однако активные электрооптические устройства, полученные методом протонного обмена, до сих пор не достигли достаточно низких значений управляющего напряжения, близких к тем, которые используются в структурах Ti: LiNbO₃. Кроме того, волноводы, создаваемые методом протонного обмена, имеют низкую стабильность параметров и снижение электрооптического эффекта.

Такие технологические методы как термическая диффузия примесей и протонный обмен в кристаллах LiNbО₃ приводят к формированию градиентных волноводов, характеризующихся плавным изменением показателя преломления по их толщине. Профиль показателя преломления, т.е. закон изменения п(х), является одной из важнейших характеристик оптических волноводов, поскольку он определяет их модовый состав и распределение полей мод, которые должны приниматься во внимание при проектировании интегрально-оптических схем и их элементов.

4.4 Метод формирования стационарных оптических волноводов ионной имплантацией

От всех выше приведенных способов легирования отличается метод ионной имплантации, суть которого заключается в том, что поверхность материала, бомбардируют потоком ускоренных ионов имплантируемого элемента (энергия ускорениям пучков ионов может варьироваться от десятков кэВ до единиц и десятков МэВ), при этом достигается максимально приближенный к ступенчатому профилю профиль показателя преломления. Энергия ионов настолько велика, что они внедряются в кристаллическую решетку легируемого образца, проникая на нужную глубину. Затем проводят отжиг для устранения дефектов в кристаллах. С помощью этого метода производят материалы со статистически равномерным распределением не растворяющихся друг в друге элементов, таким образом, получая структуры, которые нельзя получить никакими другими способами.

Около 50 лет назад, началось активное исследование методов ионной имплантации материалов. Впервые продемонстрировали формирование волноводов в LiNbO₃ имплантацией ионов гелия (Не), получив практически ступенчатый профиль показателя преломления (ППП), при этом толщина волноводного слоя составляла 3,6 мкм, а среднее значение изменения показателя преломления в имплантируемой области 0,193.

В настоящее время для создания оптических волноводов в LiNbO₃ успешно используется имплантация легких ионов, таких как Н⁺ и Не. Волновод, обеспечивающий направленное распространение света в нем посредством полного внутреннего отражения, определятся областью с более высоким показателем преломления, чем показатель преломления материала. И прямая и обратная диффузия требуют температуру свыше 850°С при этом после добавления Ti (или удаления Li), максимальное изменение показателя преломления может достигать 0,04. Этого изменения достаточно для формирования волновода, но для диффузии является предельным. Возможно, что в некоторых оптических приборах, можно было бы обойти стороной некоторые проблемы, такие, например, как слабый контроль толщины волноводного слоя, если применять для формирования оптических волноводов метод ионной имплантации.

На основе полученных результатов, исследователями ионной имплантации был определен набор преимуществ этого метода легирования, к основным достоинствам которого относят возможность:

1. Вводить примесь при любой температуре подложки;

2. Легкость локального легирования;

3. Малая толщина легированного слоя (единицы микрометров);

4. Легкость контроля и полной автоматизации технологического процесса и др.

При имплантации в LiNbO₃ показатель преломления в имплантированной области уменьшается т.к. разрушается кристаллическая структура материала, в этой области материал становится аморфным, что приводит к значительной разнице в показателях преломления или волноводному эффекту. Кроме того, ионная имплантация предоставляет дополнительную возможность контроля ППП по глубине.

При имплантации ионов с высокой энергией глубоко в подложку профиль показателя преломления получается близким к ступенчатому профилю. При имплантации ионов с низкой энергией и, соответственно, с небольшой глубиной проникновения (несколько микрометров), для одномодовых ОВ может возникать отклонение профиля показателя преломления от ступенчатой формы, так как энергия отдачи атома растет с увеличением глубины, которая вызывает повреждение приповерхностной области. Более того, имплантация через соответствующую маску на поверхности подложки дает возможность формировать одномодовые и многомодовые канальные ОВ в различных материалах.

В отличие от диффузионного метода создания планарных ОВ, ионная имплантация предоставляет возможность создания идентичных серий планарных волноводных структур, что является важным условием для массового производства оптических элементов на их основе и применима к материалам, для которых не может использоваться метод термической диффузии. Все перечисленные достоинства ионной имплантации, безусловно имеют ограничения, но в рамках исследований, эти недостатки не играют существенной роли и не принимаются во внимание. Стоит лишь, отметить, что при внедрении в, производство оптических элементов на основе ионно-имплантированных волноводных структур, ощутимым недостатком методов ионной имплантации может оказаться высокая стоимость имплантационного оборудования, при этом можно также спрогнозировать, что массовость производства и прогресс в усовершенствовании этого оборудования позволит сгладить этот недостаток.

4.5 Метод формирования стационарных оптических волноводов методом, использующий электрооптический эффект

GaAs и Ga_(1-x) Al_xAs обладают достаточно сильно выраженным электрооптическим эффектом, выражающимся в том, что присутствие электрического поля приводит к изменению у них показателя преломления. Из этого следует, что если на подложку из GaAs нанести металл в виде полоски, подобно тому как это делают для получения контакта для барьера Шоттки (рисунок 13), и подать обратное напряжение смещения, то электрическое поле в обедненном слое приведет к значительному изменению показателя преломления, которое обусловит формирование волноводного слоя с показателем преломления n₂, большим показателя преломления n₁ подложки.

К счастью, очень просто получить барьер Шоттки на полупроводниковых соединениях GaAs и Ga_(1-x) Al_xAs. Почти любой металл, за исключением серебра, если его просто без термообработки нанести на материал n-типа, образует на этих материалах барьер Шоттки, а не омический контакт. При подаче на барьер Шоттки обратного напряжения смещения образуется обедненный носителями слой, как при p-n-переходе. Показатель преломления света в этом слое больше показателя преломления материала подложки, что обусловливается двумя механизмами.

Во-первых, он увеличивается за счет обеднения слоя носителями электричества. Во-вторых, увеличение показателя преломления вызывается присутствием электрического поля. Изменение показателя преломления для конкретной ориентации кристаллической решетки, представленной на рисунке 13, и для волны ТЕ дается следующим выражению

(24)

где n - показатель преломления материала в отсутствие электрического поля,

V - величина приложенного напряжения,

t_g - толщина обедненного слоя,

a r₄₁ - компонента электрооптического тензора, соответствующая выбранной ориентации кристалла и электрического поля.

Рисунок 13 - Схема волновода на основе электрооптического эффекта.

Электрооптический эффект является анизотропным, и, следовательно, другие типы ориентации не обязательно приводят к такому же изменению показателя преломления. Например, для случая такого кристалла, ориентированного, как на рисунке 13, но для волны ТМ (с вектором Е, поляризованным в направлении х), изменение показателя преломления равно нулю. Поэтому при проектировании волноводов на электрооптическом эффекте следует учитывать, как ориентацию кристаллической решетки подложки, так и поляризацию направляемой волны.

Толщина волновода, т. е. толщина обедненного слоя, зависит от концентрации носителей материала подложки, а также от величины приложенного электрического поля. Если предположить разумной концентрацию носителей материала подложки порядка 10¹⁶ см-³, а напряжение смещения V равным 100 В, т. е. максимально возможным, чтобы избежать лавинного пробоя полупроводника, то получим толщину обедненного слоя t_g=3,6 мкм. Такой результат основан на использовании показателя преломления, которое следует из выражения для n, составляет n = 8,310-⁴, при этом для GaAs используются значения n = 3,4 и n³r₄₁ = 610-¹¹ м/В.

Самым значительным преимуществом электрооптического волновода по сравнению с волноводами описанных ранее типов является то, что его можно ввести в действие электрическим способом и поэтому использовать в качестве переключающих и модулирующих элементов. Изменяя приложенное напряжение смещения, можно изменить не только показатель преломления волноводной области, но и толщину волновода, создавая, таким образом, для определенной моды желаемые условия либо до отсечки, либо после отсечки.

Металлическая пластинка для контакта Шоттки может иметь форму прямой или изогнутой узкой полоски. В таком случае под полоской при напряжении смещения выше уровня отсечки образуется прямоугольный канальный волновод.

При помощи электрооптического эффекта получают волноводы в ниобате лития (LiNbO₃; n=2,204-2,210; r₃₃=30,810^-12 м/В). Например, модулятор разрывного типа (рисунок 14).

При приложении электрического напряжения к управляющим электродам 2 в разрыве канальных волноводов 1 индуцируется область с повышенным показателем преломления, обладающая волноводными свойствами, и излучение беспрепятственно передается из одного канала в другой. При снятии напряжения большая часть излучения преобразуется в подложечные моды, не доходя до второго волновода, т.е. теряется в подложке. Таким образом можно управлять интенсивностью излучения на выходе модулятора создавая или разрушая канальный волновод в разрыве канальных волноводов 1.



Рисунок 14 - Модулятор разрывного типа: 1 - титандиффузионные канальные волноводы; 2 - управляющие электроды.

5. Провидение эксперимента и полученные результаты

Основная задача эксперимента получить коэффициент пропускание образца кристалла ниобата лития.

Для измерений использовали монохроматор-спектрограф MSDD 1000 в спектральном диапазоне от 180 нм до 1200 нм, следовательно, спектральные измерения производятся от УФ- до ИК- диапазона. Для того что бы измерить сигнал на большей длине волны, использовали монохроматор МДР-204, который работает в области до 5000 нм. Это дает возможность померить коэффициент пропускание сигнала для OH групп, где за счет этих групп пропускание сигнала имеет сильное затухание.

Для оценки и расчета коэффициента пропускание образца необходимо измерить спектры пропускания лампы без исследуемого образца и с ним. С помощью полученных спектров высчитываем коэффициент пропускание, который равен отношения спектра пропускания образца на спектр пропускания лампы, т.е.,

а=а_об/а_ламп * 100% (25)

5.1 Результаты эксперимента

5.1.1 Исследование УФ края полосы собственного поглощения кристалла

Известно, что при легировании пластин ниобата лития различными примесям происходит не только изменение свойств дефектной структуры, влияющей на фоторефрактивные свойства кристалла, но и происходит изменение собственного поглощения кристалла в УФ области. На рисунке 16 представлена наглядная картинка изменения края полосы от примеси в кристалле.

Рассмотрим пример оценки состава кристаллических пластин по УФ спектры поглощения кристалла, в состав которого входит скандий (Sc³⁺).

Рисунок 15 - Спектр поглощения Sc (0.5 м.%): LiNbO₃ в УФ и видимой области спектра

На рис.15 приведен УФ спектр поглощения кристалла ниобата лития, легированного скандием.

Для точного нахождения длины волны, соответствующей поглощению 15 см^-1 сделано рассмотрение более узкого диапазона спектра (вставка на рис.15) и произведена линейная аппроксимация значений коэффициента поглощения в области значений 14-16 см^-1.

Таким образом, при помощи определении длины волны, соответствующей интенсивности поглощения вблизи УФ края 15 см^-1, можно контролировать состав монокристалла.

Проведем подобный анализ нашего образца.

При помощи оптической схемы, приведенной на рис.15 были получены следующие результаты, приведенные на рисунках 18-20.

Дейтериевая лампа без образца, монохроматор MSDD-1000, дифференциальная решетка 1800 штрихов, спектр 265-400 нм.

Рисунок 16 - Спектр пропускания дейтериевой лампы при ??=265 нм

Дейтериевая лампа с образцом, монохроматор MSDD-1000, дифференциальная решетка 1800 штрихов, спектр 265-400 нм

Рисунок 17 - Спектр пропускания исследуемого образца при ??=265 нм



Рисунок 18 - коэффициент пропускания исследуемого образца при ??=265 нм

Для расчетов исследуем область коэффициента поглощения в районе 15см^-1. На рисунке 19 приведен исследуемый участок с линейной аппроксимацией.

Рисунок 19 - Участок спектра коэффициента поглощения в области 15 см-1

Таким образом, по оценке УФ края полосы собственного поглощения матрица ниобата лития был определен состав кристалла, равный 49,265 мол%, что соответствует составу кристалла близкого к стехиометрии.

5.1.2 Исследование спектров пропускания ниобата лития

Галогенная лампас без образца, монохроматор MSDD-1000, дифференциальная решетка 1800 штрихов, спектр 400-700 нм

Рисунок 20 - Спектр пропускания галогенной лампы при ??=400 нм

Галогенная лампас с образцом, монохроматор MSDD-1000, дифференциальная решетка 1800 штрихов, спектр 400-700 нм.

Рисунок 21 - Спектр пропускания исследуемого образца при ??=40 нм

Галогенная лампа без образца, монохроматор MSDD-1000, дифференциальная решетка 400 штрихов, спектр 700-1100 нм.

Рисунок 22 - Спектр пропускания галогенной лампы при ??=700 нм

Галогенная лампа без образца, монохроматор МДР-204, дифференциальная решетка 300 штрихов, спектр 2800-3000 нм (OH группы)

Рисунок 23 - Спектр пропускания галогенной лампы с фильтром при ??=2800 нм

Галогенная лампа с образцом, монохроматор МДР-204, дифференциальная решетка 300 штрихов, спектр 2800-3000 нм (OH группы)

Рисунок 24 - Спектр пропускания исследуемого образца при ??=2800 нм

5.2 Моделирование планарного волновода

Для получения планарного волновода необходимо рассчитывать изменение показателя преломления кристалла в зависимости от состава образца, а также моделировать апертурный угол для ввода излучения в волновод.

На начальном этапе исследований были проанализированы профили изменения концентрации лития (ниобия) в кристалле ниобата лития, исходным для создания PPLN.

Из исходных теоретических данных математически был смоделирован градиент концентрации ионов лития вдоль длины пластины PPLN. В качестве профиля изменения концентрации лития в PPLN выбрали гиперболического тангенса нарастающего и спадающего от 49,975 до 50 мол.%.



Рисунок 25 - градиент Li в пластине PPLN

В соответствии из молекулярной теории дисперсии и молекулярного распространения световой волны в веществе, приходим к выводу, что градиент концентрации ионов лития влияет на оптические свойства образца. Прежде всего это влияние оказывает на показатель преломления n(л,T, C_Li) от длины волны. Эту зависимость показателя преломления и длины волны можно рассчитать при помощи формул Зельмейера:

(28)

где i - содержание Li20 в кристалле (в мол.%), - длина волны, , , , , , , , - подгоночные параметры,взятые из научной работы [24]; F - функция температуры, определяемая как F = f(T) - f(To), где To=297.5 K и

 (29)

Таблица 3 - Подгонные параметры для расчета показателя преломления

Название	Значение
	4.5312 x10-5
	92.7322 x10-5
	223.21
	2.1203 x10-6
	260.26
	--1.8275 x10-4
	3.6340 x10-8
	2.6613
Ќ

При расчете показателя преломления видно, что форма градиента не изменилась, но функция градиента показателя преломления имеет обратно пропорциональную зависимость от концентрации ионов лития.

Из полученных графиков видно, что показатель преломления в пластине PPLN относительно большой. Из этого можно сделать вывод, что при распространении моды в пластине очень высокий показатель полного внутреннего отражения по сравнению с единицей, следовательно, апертурный (критический) угол самофокусировки получится достаточно высоким (рис. 27).



Рисунок 26 - Градиент показателя преломления в пластине PPLN

Рисунок 27 - Схема распространения моды в пластине PPLN: где n(x) -показатель преломление пластины PPLN, б -угол апертуры.

Расчетные формулы для получения апертурных углов по всей длине пластине приведен ниже:

Из полученной расчетной формулы получается график зависимости данной величины от градиента показателя преломления (рис.28).

Рисунок 28 - Рассчитанный апертурный угол в пластине PPLN

Исходя из графика можно сделать вывод, что в пластине PPLN наблюдается достаточно большой апертурный угол из-за высокого показателя преломления, что дает возможность, создавать в пластине эффекты самофокусировки и дефокусировке.

Далее были проанализированы другие профили изменения концентрации лития в кристалле для создания PPLN. В качестве таких профилей изменения концентрации лития в PPLN выбирались: 1- постоянная концентрация лития вдоль PPLN (рис.35), и 2- концентрация изменяющейся по экспоненциальному закону, у которого нарастания концентрации лития имели следующие граничные значения - от 49,975 до 50 мол.% (рис.29). Для этих концентрационных профилей средняя концентрация лития в PPLN равнялась 50,5 мол.%

Рисунок 29 - Постоянная концентрация лития вдоль PPLN

По формуле Зельмейера (28) рассчитываем профиль показателя преломления для постоянной концентрации, результат которого проиллюстрирован на рисунке 30:

Рисунок 30 - Профиль показателя преломления постоянной концентрации лития в пластине PPLN

Из полученного графиков видно, что показатель преломления для постоянной концентрации не изменяется и равен n= 2,1985.

Далее по расчетной формуле (30) мы получаем график (рис.31) угла апертуры для постоянной концентрации лития, где видно, что критический угол остается так же неизменным и равен 63,2859 градусам.

Рисунок 31 - Рассчитанный апертурный угол для постоянной концентрации лития в пластине PPLN

Из полученного графика видно, что для профиля изменяющийся по экспоненциальному закону показатель преломления изменяется от n=2.2954 до n=2.2957.

Рисунок 32 - Рассчитанный апертурный угол для концентрации лития изменяющийся по экпанециальному закону в пластине PPLN

Из графика видно, что и для концентрации лития изменяющийся по экпанециальному закону, так же получим достаточно высокий показатель, для получения проставленных задач.

5.3 Экспериментальный образец

После полученных теоретических результатов, был проведен анализ с экспериментальным образцом на практике. Экспериментальный образец представляет пластину кристалла ниобата лития (рис. 33), и нанесенным на него слоем фоторезисторов титана методом термической диффузии.

Рисунок 33 - Исследуемый образец

На рисунке 34 показан, то что было получено.

Далее образец был исследован под микроскопом. На рисунке 35 представлен торец образца, на которых видна область раздела, где и был нанесен слой диффузанта.



Рисунок 34 - Планарный волновод:1- фоторезисторы, 2 - LiNbO₃

Рисунок 35 - Торец пластины под микроскопом

оптический электромагнитный волна световой

Под лазерной указкой, экспериментальный образец был обучен под разными углами. Видно, что на выходе излучение усиливается.

Рисунок 36 - Облучение образца

Заключение

В результате выполнения дипломной работы были получены следующие результаты:

1. Произведен обзор основных методов получения ниобата лития (LiNbO₃) и планарных волноводов в них посредством легирования фоторефрактивными примесями на поверхность, откуда исходя из полученных данных, получают образцы при формировании планарных оптических волноводов в кристалле LiNbO₃. Для поставленной задачи был выявлены основные нелинейно-оптические свойства, которые наблюдаются в фоторефрактивных кристаллах, и показаны перспективы их использования.

2. В ходе изучения научных статей и научной литературы, было выявлено, что для создания управляющих оптических элементов перспективным материалом для использования в качестве подложки является не стекло, а кристалл LiNbO₃, т.к. основным механизмом фоторефракции является фотовольтаический эффект, а посредством легирования возможны существенные изменения физических свойств материала, например, оптического поглощения, фоторефрактивной чувствительности и др. В процессе изучения формирования стационарных волновых структур в LiNbO₃, было выявлено, что наиболее перспективным методом для создания планарных оптических волноводов в кристалле LiNbO₃, является метод ионной имплантации, т.к. этот метод позволяет достаточно точно контролировать процесс формирования планарных волноводов, что дает возможность создания на их основе полностью идентичных серий элементов.

3. Изучены различные способы и методики получения планарных волноводов в нелинейных кристаллах ниобата лития.

4. Изучена методика косвенной оценки состава кристалла ниобата лития по расположению УФ края собственной поглощения матрицы.

5. Проведены спектральные исследования образца ниобата лития в УФ и ближней ИК областях спектра. Проведен анализ УФ спектра поглощения образца и получена оценка состава ниобата лития, равная 49,265 мол% по стехиометрии.

6. Проведено физико-математическое моделирование расчетов планарного волновода, заключающееся в расчетах зависимости показателя преломления от состава кристалла и апертурного угла ввода излучения.

Список использованных источников

1 Гиббс X. Оптическая бистабильность. Управление светом с помощью света: пер. с англ. /X. Гиббс - М.: Мир, 1988. - 160 с.

2 Kip D. Photorefractive waveguides: fabrication, properties, and applications //Appl. Phys. B. - 1998. - Vol. 67. - P. 131 -150.

3 Photorefractive properties of ion-implanted waveguides in strontium barium niobate crystals / D. Kip, B. Kemper, I. Nee, R. Pankrath, P. Moretti // Appl. Phys. B. -1997. - Vol. 65. - P. 511.

4 Матюхин С.И. Ионная имплантация: новые возможности известного метода [Электронный ресурс] // Известия Орел ГТУ. Серия ?Естественные науки?. 2003. №1-2. С. 59 - 62.

5 Destefanis D.L. Optical waveguides in LiNbO₃ formed by ion implantation of helium / D.L. Destefanis, P.D. Townsend, J.P. Gailliard // AppL Phys. Lett. - 1 March 1978. - Vol.35, №5. - P. 293 - 294.

6 Buchal C. H. Titanium-implanted optical waveguide in LiNbO₃ / C.H. Buchal, P.R. Ashley, D. K Thomas// Material Science and Engineering - 1989.- A109.- P. 189 -192.

7 Ниобат лития: дефекты, фоторефракция, колебательный спектр, поляритоны / Н.В. Сидоров [и др.]. - М.: Наука, 2003. - 255 с.

8 Фоторефрактивные кристаллы в когерентной оптике / М.П. Петров [и др.]. - СПб.: Наука, 1992. - 320 с.

9Peithmann К. Photorefractive properties of highly-doped lithium niobate crystals in the visible and near-infrared / K. Peithmann, A. Wiebrock, K. Buse //Appl. Phys. B. - 1999. - Vol. 68. - P. 777 - 784.

10 Hadley G.R. Wide-angle beam propagation using Pade approximant operators // Opt. Lett. - 1992. - Vol. 17. - P. 1426.

11 Кузьминов Ю.С. Сегнето-электрические. кристаллы для управления лазерным излучением / Ю.С. Кузьминов. - М.: Наука, 1982. - 400 с.

12Тамир Т. Волноводная оптоэлектроника: пер: с англ./ Т. Тамир: М.:Мир, 1991. -574с.

13 Design of a lithium niobate Fabry-Perot etalon-based spectrometer/ R. P. Netterfield, C.H. Freund, J.A. Seckold; C.J. Walsh// Appl., Opt. - July 1,1997. - V. 36, № 19. - P. 4556-4561.

14Волоконно-оптические датчики температуры [Электронный ресурс] /У Информационный портал по измерению температуры ?Temperatures.ru?. 2007 - 2011.

15Акустооптические кристаллы / А.А. Блистанов, B.C. Бондаренко, В.В. Чкалова [и др.]. под ред. М.П. Шаскольской. -- М.: Наука. Главная редакция физико-математической литературы, 1982. - С. 632

16 Liu W. C. Thermo-optic properties of epitaxial Sr0>6Ba0)4Nb2O6 waveguides and their application as optical modulator / W.C. Liu, C.L. Мак, K.H. Wong // Optics Express. - August 3, 2009. - Vol. 17, №. 16. - P. 13677-13684.

17 Main properties of photorefractive crystals [Электронный ресурс] // Site of the company Molecular Technology ?MolTech? GmbH. 2005. URL: http://www.mtberlin.com/frames_cryst/crystals_framesetl.htm (дата обращения 20.06.2011).

18 Weber M. J Handbook of: optical materials // GRC Press; Library of. Congress cataloging-in-publication data: - 2003. - P. 1932.

19 Шандаров B.M. Пространственные оптические1 солитоны в планарных волноводах-на основе электрооптических кристаллов/ В.М. Шандаров, D. Kip, E. Kratzig // Изв. вузов. Физика. - 2005. - № 10. - С. 43 - 52.

20 Jackel J.E. Proton exchange for high indexwaveguides in EiNb03 / J:L. Jackel,C.E. Rice, J.J: Veselka// Appl: Phys. Eett. -1982. - Vol.41, № 7. - P. 607.

21Goodwin M. Proton exchanged optical waveguides in Y-cut lithium niobate /M. Goodwin, G. Srewart // Electr. Letters. -1983. - Vol. 19, № 6. - P. 223-224.

22 Титов В.В. Ионная имплантация: перспективы и альтернативы [Электронный ресурс] // Научно-информационный сайт Всероссийского Общества Изобретателей и Рационализаторов при Курчатовском институте. URL: http://serendip.narod.ru/science/implant/implant.html (дата обращения 21.06.2011).

23 Modeling of refractive index profiles of He+ ion-implanted KNb03 waveguides based on the irradiation parameters / D. Fluck, D. H. Jundt, P. Giinter, M. Fleuster, C. Buchal// J. Appl. Phys. - 15 November 1993.- Vol.74, №10.- P. 6023-6031.

24.Shostak R.I., Yatsenko A.V. Calculations of the dipole electronic polarizability of ions in lithium niobate crystals at temperature range (273 ё 873) K. // Functional Materials - 2004. - V.11, №3. - P.583-585.

25. Квантовая эффективность продольной накачки в градиентных лазерных кристаллах / Е.В. Строганова, В.В. Галуцкий, Н.А. Яковенко и др. // Всероссийская конференция по фотонике и информационной оптике: сборник научных трудов. - 2012. - С. 96-97.

26. Налбантов Н.Н. Распределение электромагнитного поля продольной накачки в градиентном лазерном кристалле / Н.Н. Налбантов, Е.В. Строганова, В.В. Галуцкий // Сборник научных трудов VIII международной конференции молодых ученых и специалистов «Оптика - 2013». - 2013. - С. 168-170.

27. Galutskiy V.V Comparative Analysis of Ytterbium-Erbium Media for 1.5 мm Lasers / V.V. Galutskiy, E.V. Stroganova, N.A. Yakovenko //Advanced Materials Research. - 2013. - Vol. 660. - P. 40-46.

Размещено на Allbest.ru