WWW.DISSERS.RU

БЕСПЛАТНАЯ ЭЛЕКТРОННАЯ БИБЛИОТЕКА

   Добро пожаловать!


1

На правах рукописи

Голдина Нина Дмитриевна

ДИЭЛЕКТРИЧЕСКИЕ И МЕТАЛЛ - ДИЭЛЕКТРИЧЕСКИЕ МНОГОСЛОЙНЫЕ ПОКРЫТИЯ ДЛЯ ЛАЗЕРНОЙ ОПТИКИ

01.04.05 – оптика

АВТОРЕФЕРАТ

диссертации на соискание ученой степени доктора физико-математических наук

Новосибирск 2011

Работа выполнена в Учреждении Российской академии наук Институте лазерной физики Сибирского отделения РАН

Официальные оппоненты: доктор физико-математических наук Клементьев Василий Михайлович доктор технических наук Аюпов Борис Мингареевич доктор физико-математических наук Плеханов Александр Иванович

Ведущая организация: Институт оптики атмосферы СО РАН

Защита состоится ___ _______________ 2011 г. в ______час.

на заседании диссертационного совета Д.003.024.01 при Институте лазерной физики СО РАН по адресу: 630090, Новосибирск, пр. Акад. Лаврентьева, 13/3.

С диссертацией можно ознакомиться в библиотеке Института лазерной физики СО РАН.

Автореферат разослан ___ ________________2011 г.

Ученый секретарь диссертационного совета к.ф.-м.н. Никулин Н.Г.

ОБЩАЯ ХАРАКТЕРИСТИКА РАБОТЫ

Актуальность темы Современная тонкослойная оптика включает в себя различные направления, связанные с созданием, исследованием и применением оптических покрытий. Вместе с быстрым прогрессом в области лазерной физики появляются новые направления, связанные как с синтезом тонкослойных структур с заданными оптическими свойствами, так и с новыми способами изготовления тонких слоев.

Актуальной фундаментальной проблеме создания совершенной структуры диэлектрических пленочных сред посвящены многочисленные книги и обзоры.

Потребность в оптических покрытиях с малыми потерями на рассеяние и поглощение существует во многих лазерных и оптоэлектронных устройствах. В резонаторах мощных лазеров отражательные тонкопленочные покрытия должны выдерживать высокую лучевую стойкость. Успешно применяются три наиболее распространенных метода нанесения, различающихся по энергии осаждаемых частиц и плотности упаковки слоев: электронно-лучевое испарение, ионно-лучевое осаждение, ионное распыление. Каждый из методов обладает своими преимуществами и недостатками. Разновидностью ионного распыления является ионно-плазменное распыление в газовом разряде. Метод катодного распыления в тлеющем разряде не нашел ранее широкого применения в лазерной оптике, так как считалось, что этот метод дает покрытия с большими потерями, что исключает его применение в лазерах. Однако возможности этого метода далеко не исчерпаны, а более плотная физическая структура получаемых пленок позволяет применять их в лазерных системах со специальными требованиями к устойчивости покрытий. При разработке аргоновых непрерывных лазеров было замечено, что зеркала катодного распыления имеют больший срок службы по сравнению с традиционными зеркалами электронно-лучевого испарения, но мощность лазера меньше из-за больших оптических потерь (Донин В.И., 1991). Впервые метод нанесения тонких слоев окислов для оптических покрытий при катодном распылении металлов в кислороде был реализован в 60-х годах (Мотовилов О.А., 1969). По данным этого исследования потери только на рассеяние для плотных зеркал катодного нанесения составляли 0.5% в видимом диапазоне спектра. В данной работе этот метод получил дальнейшее развитие для силовой оптики аргоновых лазеров на основе технической модернизации всего процесса распыления и систематического изучения и измерения оптических свойств пленок окислов.

Помимо способов нанесения тонких пленок быстро развивается и направление конструирования все более сложных тонкослойных структур для получения полезных оптических эффектов на основе использования явлений интерференции, поляризации, полного внутреннего отражения, поглощения в слоистых средах.

Стимулом к этому служат практические запросы лазерной физики, оптоэлектроники, телекоммуникационных систем, сенсорных систем в биологии и медицине.

При современной тенденции перехода к интегральным оптическим устройствам особое значение приобретает выяснение слабо изученных явлений в тонкослойных структурах. В оптике существует ряд задач, связанных со слоистыми средами, содержащими тонкие металлические пленки. Интерес к резонансным металл – диэлектрическим структурам возникает в связи с новыми приложениями. Металл – диэлектрические фильтры в проходящем и отраженном свете в отличие от чисто диэлектрических фильтров обеспечивают эффективную отсечку боковых полос, что находит применение в компактных спектрометрах. В отраженном свете узкополосные фильтры представляют интерес при измерениях отраженных сигналов от непрозрачных объектов и в УФ- и ИК- диапазонах спектра, где из-за отсутствия прозрачных материалов используется зеркальная оптика. Однако до настоящего времени остаются существенные пробелы в анализе свойств узкополосных металл – диэлектрических фильтров из-за недостатка знаний о дисперсии оптических параметров очень тонких металлических пленок. При конструировании металл – диэлектрических структур существенную роль играет применение модели комплексной проводимости для описания свойств тонких металлических пленок, введенной в оптику тонких пленок Ю.В. Троицким. В отличие от модели однородного слоя, куда входит физически неясная «толщина гранулярной пленки», модель комплексно-проводящей поверхности оперирует двумя параметрами – активной и реактивной компонентами проводимости, определяемыми из измеренных коэффициентов отражения и пропускания.

Эта модель в настоящей работе получила дальнейшее развитие также для расчетов угловых и спектральных характеристик многослойных структур при нарушенном полном внутреннем отражении. В последнее время поверхностный плазмонный резонанс, возникающий в тонких пленках серебра и золота на границе двух диэлектриков, находит ряд интересных применений. Возбуждение поверхностных плазмонов – возбужденных светом колебаний электронов проводимости в тонких пленках металла - было обнаружено в схемах (Otto A. и Kretschmann E., 1968) с использованием метода нарушенного полного внутреннего отражения. Возникновение неоднородных волн вблизи поверхности имеет широкую область применений в сенсорных устройствах. Локализация поля на поверхности раздела металла и диэлектрика представляет большой интерес для развития новых методов исследования поверхностей и тонких пленок и формирования изображений.

Во второй половине 90-х годов было положено начало новому актуальному направлению в тонкопленочной оптике, связанному с управлением фазой и ее производными по частоте при отражении от покрытий. Зеркала с заданным законом дисперсии групповой задержки, названные чирпованными (Szipocs R., 1997), были созданы для компенсации дисперсии активной среды в резонаторах фемтосекундных лазеров. Практическая реализация такого типа зеркал сложна и связана с высокими технологическими требованиями к воспроизводимости параметров слоев. Исходная конструкция создается на основе разумных предположений о возможностях тонкослойных систем и далее улучшается численными методами. По аналогии с тонкопленочными компенсаторами дисперсии для фемтосекундных лазеров интересной задачей является создание линейной зависимости пространственного сдвига отраженных пучков с различными длинами волн на выходной поверхности одномерного фотонного кристалла при наклонном падении волнового пакета. Такие тонкопленочные структуры могут быть применены в компактных демультиплексорах систем оптической связи WDM. Изучение характерных особенностей тонкослойных структур, формирующих пространственно-временное изменение фазовых сдвигов по заданному закону, представляет интерес для различных приложений в оптике.

Существенное значение в оптике тонкослойных покрытий приобретает исследование угловых свойств многослойных диэлектрических структур. Для ряда задач в оптоэлектронике требуются зеркала, которые имеют высокие коэффициенты отражения в избранной спектральной области во всем диапазоне углов падения для произвольной поляризации. В последний десяток лет появился ряд работ с анализом возможностей всенаправленного высокого отражения от одномерных фотонных кристаллов (Winn J.N, 1998, Southwell W.H., 1999).

Расширение круга задач, решаемых при помощи тонкопленочных систем, способствует их дальнейшему развитию. Таким образом, перечисленные задачи и направления современных исследований формируют комплекс актуальных проблем тонкослойной оптики и стимулируют новые подходы к их решению.

Степень научной разработанности проблемы Ионно-плазменные методы давно используются в электронной технике в процессах травления и очистки поверхности, нанесения металлических и диэлектрических пленок. В подробных обзорах разобраны физические основы сложных процессов, происходящих в распылительных устройствах. Однако исследовательских работ по использованию методов распыления для изготовления многослойных оптических покрытий не так много.

Первые работы, посвященные применению ионно-плазменных методов для нанесения оптических покрытий, были предприняты в ГОИ в начале второй половины ХХ века. Было установлено, что по микротвердости и химической устойчивости пленки тугоплавких окислов не уступают массивному кварцу и могут использоваться в качестве защитных покрытий. Сдерживающими факторами для применения диодных распылительных систем являются низкая скорость распыления, ограниченное рабочее пространство, в котором можно поместить малое количество подложек. Однако для ряда задач в оптике первостепенное значение играет не количество и цена изделий, а качество оптических покрытий. К сожалению, эти работы в ГОИ не были продолжены по ряду причин, хотя для применения в лазерных резонаторах требовались дальнейшие исследования с целью уменьшения оптических потерь.

Попытки наносить покрытия на универсальной автоматизированной установке A550 VZK фирмы Leybold-Heraeus, предназначенной для нанесения многослойных оптических пленок катодным распылением на постоянном токе и с помощью высокочастотной плазмы низкого давления, не дали хороших результатов при испытаниях в аргоновых лазерах. Судя по опубликованным данным к моменту начала этой работы, можно было сделать вывод, что ионно-плазменный метод нанесения оптических покрытий далеко не исчерпал свои возможности и нуждается в дальнейшем совершенствовании и оптимизации. Несмотря на простую конструкцию физического устройства, отсутствовала ясность в понимании сложных взаимосвязанных процессов, происходящих при распылении и приводящих к увеличению оптических потерь.

Наряду с актуальной задачей непрерывного совершенствования структуры пленок решение проблемы уменьшения оптических потерь и увеличения стойкости к лазерному излучению невозможно без совершенствования метрологической базы – прецизионных измерений малых коэффициентов рассеяния и поглощения. Следует отметить, что наиболее точные экспериментальные данные могут быть получены с применением мощных лазеров, генерирующих в том же спектральном диапазоне, для которого предназначены оптические покрытия.

Появление лазеров полвека назад ускорило темп развития многослойной оптики.

Прогресс в лазерной оптике стимулировал исследования, связанные с созданием сложных оптических покрытий с заданными оптическими характеристиками.

Интерес к металл – диэлектрическим интерференционным фильтрам в проходящем и отраженном свете сохраняется и в настоящее время. Тонкопленочные фильтры в проходящем свете используются в астрономических приборах, в микроскопии, а также в качестве отдельного компактного спектрометра с высоким разрешением. Узкополосные фильтры в отраженном свете синтезированы ранее по аналогии со схемой отражающего интерферометра. Потребность в высокоразрешающей регистрации спектра отраженных сигналов содействует дальнейшей оптимизации характеристик отражающих фильтров. Однако пока металл – диэлектрические фильтры разработаны недостаточно и в теоретическом, и в экспериментальном плане. Компьютерное моделирование позволяет проводить систематическое изучение особенностей тонкослойных структур.

Фазовой проблемой в оптике тонких пленок активно заинтересовались в связи с развитием широкополосных отражательных структур с заданной дисперсией для оптики сверхкоротких импульсов. В последние годы для плавного регулирования дисперсии групповой задержки в широкой области спектра применяются так называемые «чирпованные» зеркала». Исследование таких сложных структур не потеряло своей актуальности до сих пор.

Интенсивное исследование поверхностных электромагнитных волн началось с работ, в которых были предложены схемы для возбуждения поверхностных плазмонов, то есть волн, распространяющихся вдоль границы раздела «металл – диэлектрик». С тех пор количество публикаций, содержащих термин «поверхностный плазмонный резонанс» (ППР), возросло многократно. Интерес вызван областью применения ППР для чувствительной диагностики биохимических сред малых объемов и в режиме реального времени.

Таким образом, в настоящее время в тонкослойной оптике существует ряд актуальных задач, решению некоторых из них посвящена данная работа.

Объектами комплексного исследования в данной работе являются оптические покрытия для лазеров и ставятся следующие цели и задачи:

• Развитие экспериментального метода ионно-плазменного нанесения многослойных покрытий с малыми оптическими потерями и высокой лучевой стойкостью для мощных непрерывных аргоновых лазеров.

• Разработка методов анализа и синтеза сложных многослойных систем с заданными оптическими свойствами для новых задач лазерной оптики.

В первой части диссертации выбор экспериментального метода изготовления покрытий был обусловлен потребностью в зеркалах для резонаторов мощных непрерывных аргоновых лазеров, выдерживающих большие световые нагрузки.

Предметом исследования явилось катодное распыление металлов в реактивной среде и выявление физических механизмов, ответственных за формирование покрытий с малыми оптическими потерями. В связи с этим была сконструирована экспериментальная вакуумная установка, выбраны оптимальные режимы распыления, разработаны схемы измерения малых коэффициентов рассеяния и поглощения многослойных покрытий.

Во второй части диссертации для решения задач синтеза оптических покрытий с заданными свойствами были использованы аналитические методы тонкослойной оптики и методы компьютерного моделирования. Предметом исследования был ряд физических явлений при взаимодействии света с резонансно-слоистыми средами, использующихся в практических приложениях к лазерной оптике. Ставились следующие задачи:

- исследовать возможность создания узкополосных металл – диэлектрических фильтров с эффективной блокировкой паразитных полос, - аналитически исследовать зеркальные покрытия с заданной спектральной зависимостью групповой задержки, необходимые для резонаторов фемтосекундных лазеров, - определить условия для создания многослойных покрытий с всенаправленным высоким отражением для определенной области спектра, - найти конфигурацию просветляющих покрытий лазерных кристаллов для нескольких гармоник излучения и провести экспериментальную апробацию, - разработать тонкопленочные фазосдвигающие покрытия для ИК-лазеров.

Научная новизна диссертации состоит в том, что в ней впервые:

• Установлено экспериментально, что многослойные высокоотражающие покрытия с малыми оптическими потерями (<0.1%) могут быть получены методом катодного распыления металлов в реактивной среде; обнаружено, что наименьшие потери в видимом диапазоне спектра имеют зеркала из окислов ниобия и кремния; показано, что покрытия обладают повышенной лучевой стойкостью к большим световым нагрузкам (~5-10 кВт/см2) внутри резонаторов уникальных непрерывных мощных аргоновых лазеров в видимом и УФ- диапазоне спектра по сравнению с традиционными зеркалами электронно-лучевого напыления и тем самым позволяют увеличить срок службы лазеров.

• Показана перспективность узкополосных металл - диэлектрических фильтров с блокировкой паразитных полос в широкой спектральной области в проходящем и отраженном свете; выявлена ключевая роль дисперсии оптических параметров тонких металлических пленок в процессе затухания вне полосы пропускания фильтра.

• Найдено решение для конструирования зеркал с заданной линейной частотной зависимостью групповой задержки, основанное на чирпованной структуре слоев GaAs и AlAs.

• На основе численного моделирования и аналитических расчетов выявлены условия высокого отражения от слоистой двухкомпонентной среды с произвольным соотношением толщин слоев в периоде для обеих ортогональных поляризаций во всем угловом диапазоне в определенном участке спектра.

• Предложено использовать модель комплексно-проводящей поверхности для тонкой металлической пленки при расчете коэффициента отражения металл – диэлектрических структур в условиях нарушенного полного внутреннего отражения.

• Обнаружено, что фазосдвигающие устройства в отраженном свете для инфракрасного диапазона спектра, состоящие из нескольких диэлектрических слоев на металлическом зеркале, обеспечивают высокий коэффициент отражения и четвертьволновый фазовый сдвиг между ортогональными компонентами при угле падения 45.

• С помощью метода эквивалентных слоев и численных оптимизационных методов найдены тонкопленочные структуры для просветления нелинейных кристаллов КТП и ЛБО в области генерации двух и трех гармоник твердотельного лазера и осуществлено экспериментальное подтверждение расчетов.

Практическая значимость Задачи диссертации исходили из актуальных запросов практики лазерных лабораторий в соответствии с приоритетными направлениями исследований.

Рассмотрен также ряд задач в новых перспективных направлениях тонкопленочной оптики, связанных с лазерной физикой.

Дальнейшее развитие метода катодного распыления, осуществленное в данной работе, показало его перспективность для силовой лазерной оптики. Зеркала катодного распыления были применены в мощных непрерывных аргоновых лазерах в Институте Автоматики и Электрометрии СО РАН, с ними были получены предельные мощности: более 500 Вт в видимом и 100 Вт в УФ (350 нм) диапазонах.

Метод ионно-плазменного нанесения может быть введен в практику для нанесения сложных оптических покрытий, пригодных для многих применений.

Теоретические и экспериментальные результаты исследований металл - диэлектрических систем позволяют использовать их для целей фильтрации излучения в проходящем и отраженном свете в оптоэлектронике и, в частности, широкополосных линиях связи и компактных спектрометрах.

Результаты диссертации могут быть использованы в институтах и лабораториях, занимающихся изготовлением и применением оптических покрытий.

Совокупность экспериментальных и теоретических положений, выдвигаемых на защиту, можно квалифицировать как своевременное решение крупной научной проблемы для развития силовой оптики для мощных лазеров, а также как ряд научно обоснованных решений задач синтеза оптических покрытий для быстро развивающейся лазерной физики.

Достоверность экспериментальных результатов обеспечивается измерением оптических свойств полученных покрытий в надежных физических схемах с применением мощных лазеров. Истинность и обоснованность положений и выводов, полученных при решении комплекса задач синтеза покрытий, подтверждается согласием с результатами других исследователей, использовавших другие методы подхода, и согласием с экспериментальными данными.

Личный вклад автора заключается в выборе направлений исследований и постановке задач, выполнении всех экспериментальных исследований и анализе результатов, разработке алгоритмов и способов решения для задач синтеза покрытий.

Научные положения, выдвигаемые на защиту:

1. Многослойные покрытия из окислов ниобия и кремния с высоким коэффициентом отражения (>99.9%) в видимой области спектра и повышенной лучевой стойкостью к большим световым нагрузкам (~5-10 кВт/см2) внутри резонаторов непрерывных аргоновых лазеров с уникальными значениями выходной мощности свыше 500 Вт экспериментально изготавливаются методом реактивного катодного распыления материалов в газовом разряде с оптимизацией условий формирования слоев, проведенной на основе разработанных методик для измерений малых коэффициентов рассеяния и поглощения.

2. Узкополосные (0.5 <10нм) металл – диэлектрические фильтры в проходящем и отраженном свете с расширенным спектральным рабочим интервалом реализуются на основе структуры, включающей несколько тонких металлических пленок. Многослойный фильтр, в структуру которого входят два полуволновых диэлектрических слоя и четыре пленки молибдена толщиной нм, формирует контрастный профиль полосы пропускания (0.1 /0.5=3) с эффективной отсечкой боковых полос в широком диапазоне длин волн (0.45 – 1.65 мкм, 0=0.6 мкм), зависящем от дисперсионных свойств металла.

3. Линейный пространственный сдвиг отраженных спектральных компонент при наклонном падении светового пучка на границу покрытия можно осуществить посредством синтеза многослойной металл – диэлектрической структуры типа интерферометра Жире-Турнуа с линейной частотной характеристикой групповой задержки. В спектральной области 1.52–1.61 мкм получен сдвиг мкм.

4. Предложенные аналитические формулы для расчета спектральных границ зоны высокого отражения при наклонном падении света в сочетании с графическими методами позволяют определить относительную ширину спектральной области всенаправленного отражения многослойных покрытий для любой поляризации и оптимизировать параметры слоев.

5. Формулы для коэффициента отражения металл – диэлектрических структур при наклонном падении при углах больше критического, полученные на основе модели комплексной поверхностной проводимости для тонкой металлической пленки, содействуют упрощению анализа угловых и спектральных характеристик многослойных структур, предназначенных в качестве сенсоров для определения показателей преломления биохимических сред.

6. Просветляющие покрытия, разработанные на основе метода эквивалентных слоев и численных оптимизационных методов, снижают коэффициенты отражения поверхностей кристаллов КТП и ЛБО для двух и трех гармоник твердотельного лазера Nd:YAG (1.06, 0.53 и 0.35 мкм), что подтверждено экспериментально при электронно-лучевом нанесении окислов гафния, циркония, алюминия, иттрия и кремния.

Апробация работы Материалы диссертации докладывались на следующих семинарах и конференциях:

Всесоюзном семинаре «Методы синтеза многослойных интерференционных систем» (Москва, МГУ, 1984), Международных конференциях по оптике лазеров (СПетербург, 1993, 1995, 2000), Всесоюзном симпозиуме «Прикладная оптика» (СПетербург, 1994), Международной конференции «Лазерная физика и спектроскопия» (Беларусь, Гродно, 1997), Международной конференции по когерентной и нелинейной оптике (Минск, 2001), Международных конференциях «Фундаментальные проблемы оптики» (С-Петербург, 2002, 2004), Международной конференции по оптике ICO-XIX (Florence, Italy, 2002), Международном симпозиуме «Современные проблемы лазерной физики» (Новосибирск, 2008), Международных конференциях "Прикладная оптика" (С-Петербург, 2006, 2008, 2010).

КРАТКОЕ СОДЕРЖАНИЕ РАБОТЫ

Во введении обоснована актуальность темы диссертации, сформулированы цель и задачи исследований, основные научные положения, выносимые на защиту.

Отмечены научная новизна и практическая значимость работы.

Глава 1. Нанесение покрытий для зеркал мощных аргоновых лазеров с помощью ионно-плазменного метода В первой главе описывается процесс получения пленок окислов различных материалов на специально сконструированной вакуумной системе катодного распыления на постоянном токе. Метод ионно-плазменного распыления в тлеющем разряде не нашел ранее широкого применения в лазерной оптике, так как считалось, что этот метод дает покрытия с большими потерями, что исключает его применение в лазерах. Однако нами в данной работе было показано, что методом катодного распыления можно получать пленки высокой чистоты, которые хорошо выдерживают большие световые нагрузки внутри резонатора мощных аргоновых лазеров. Невысокая скорость распыления и совершенная структура пленок, близкая к массивному материалу, предоставляет возможность наносить сложные покрытия с хорошо контролируемыми очень тонкими и неравнотолщинными слоями, необходимыми в современной оптике.

В первом параграфе объяснен выбор диодной системы на постоянном токе с холодным катодом из многочисленных модификаций систем ионно-плазменного распыления. Покрытия наносились в стеклянной вакуумной камере, два плоских катода размещались неподвижно. Кварцевая подложка на неохлаждаемом ситалловом передвижном блоке могла размещаться поочередно над катодами.

Система откачки состояла из механического агрегата и турбомолекулярного насоса.

Распыление проводилось в аномальном тлеющем разряде, подложка являлась частью цепи разрядного контура и устанавливалась в зоне отрицательного свечения. В качестве плазмообразующей среды для реактивного катодного распыления использовались аргон и кислород, которые смешивались перед входом в камеру в определенной пропорции. Количество необходимого активного компонента в смеси оптимизировалось по результатам измерения оптических потерь в нанесенных пленках. Поликристаллические мишени для слоев с высоким показателем преломления представляли собой диски из чистых тугоплавких металлов ниобия, тантала, титана, циркония, гафния, иттрия, а для слоев с низким показателем преломления использовалась пластина кремния. В промежуточном между катодами положении подложки в процессе нанесения мог проводиться оптический контроль ее коэффициентов пропускания и отражения. Для определения толщины пленок, выращиваемых на подложке при катодном распылении мишеней, использовался интерференционный метод контроля по регистрации экстремумов в зависимости коэффициента пропускания света, прошедшего через подложку, от толщины. Так как при большом количестве слоев вершина экстремума коэффициента пропускания является плоской и трудно определимой, то процесс распыления останавливался, когда значения коэффициента пропускания на боковых склонах кривой становились одинаковыми для длин волн, выбранных по заранее рассчитанным спектральным Рис. 1. Схемы экспериментальных установок для измерения коэффициента рассеяния (а), коэффициента поглощения (б), порогов разрушения зеркал (в). 1 – лазер, 5 – образец, 7 – детектор.

характеристикам. Свойства диэлектрических пленок определяются многими взаимосвязанными параметрами (геометрией разряда, величиной высокого напряжения, плотностью разрядного тока, давлением газа, температурой подложки), оптимизация которых является трудной задачей и требует детального исследования.

Применение мощного аргонового лазера непрерывного действия позволило определять оптические потери в слоях и проводить разработку оптимальных режимов нанесения. Экспериментальные схемы измерений представлены на рис.1.

Во втором параграфе описаны экспериментальные измерения рассеянного излучения. В видимом диапазоне спектра светорассеяние является главным источником оптических потерь в покрытиях и зависит от условий осаждения и физических свойств материалов слоев. Рассеяние возникает вследствие неровностей на поверхности и межслойных границах, внутренних неоднородностей из-за образования кристаллитов, пористой структуры пленок, включения микрочастиц и молекул газа, механических напряжений, ведущих к появлению микротрещин.

Поскольку рассеяние имеет нелинейную спектральную зависимость для высокоотражающих многослойных зеркал, то оценка рассеяния в белом свете может дать неправильную информацию о центрах рассеяния на рабочей длине волны, для которой наносятся четвертьволновые слои. Полное интегральное рассеяние определялось по измерению угловой зависимости интенсивности рассеянного света на специальной установке с мощным аргоновым лазером (=0.488 мкм). По сравнению с зеркалами электронно-лучевого нанесения, имеющих большое малоугловое рассеяние, которое увеличивается после эксплуатации в рабочих режимах мощного лазера (выгорание дефектов, рост трещин), зеркала катодного распыления имеют диффузное рассеяние на мелких структурных неоднородностях, практически не изменяющееся после эксплуатации. Измерение углового рассеяния является чувствительным диагностическим методом для изучения влияния условий осаждения на качество слоев. Расчет полного интегрального рассеяния по полученным экспериментальным данным дал для лучших зеркал Nb2O5/SiOвеличины 0.04% (7 слоев) и 0.06% (15 слоев).

Параграф 3 посвящен экспериментальным измерениям коэффициентов поглощения и лучевой прочности. Коэффициент поглощения многослойных зеркал определялся по экспериментальным измерениям динамики роста температуры боковой поверхности зеркал при освещении в течение нескольких минут лучом мощного непрерывного аргонового лазера (=0.488 - 0.514 мкм). Для плотного зеркала из 15 слоев Nb2O5/SiO2 измеренный коэффициент поглощения был равен 0.02%. Лучевая прочность зеркальных покрытий оценивалась по порогу разрушения (появление вспышек, искрения) при фокусировке луча мощного аргонового лазера на поверхность зеркала с помощью короткофокусной кварцевой линзы. Результаты испытаний обнаружили, что лучевая стойкость покрытий внутри резонатора непрерывного лазера не прямо связана с измеренными величинами порогов разрушения в сфокусированном пучке.

В §4 была исследована неравномерность покрытия по толщине в зависимости от радиуса подложки. На рис.2 приведена спектральная зависимость коэффициента пропускания 11-слойного зеркала Ta2O5/SiO2, измеренная на спектрофотометре Shimadzu-3101 PC с диафрагмой 3 мм. Цифры 1, 2 и 3 обозначают, соответственно расстояния 0, 10 и 15 мм от центра подложки, диаметр которой равен 40 мм. Из рисунка видно, что диаметр однородного по толщине покрытия примерно равен расстоянию между катодом и подложкой (в нашем случае порядка 20 мм).

T, %.

1200 300 400 500 600 7 Wavelength, nm Рис. 2. Сдвиг кривых Т() при измерении: 1 - в центре, 2 – на расстоянии 10 мм, 3 – на расстоянии 15 мм от центра подложки.

Метод катодного распыления имеет неоспоримые преимущества по простоте конструкции распылительной системы и экономному расходу материалов. Метод перспективен также для нанесения неоднородных слоев из смесей материалов.

Небольшая скорость нанесения слоев позволяет реализовать точный контроль очень тонких плотных слоев.

Глава 2. Узкополосные металл - диэлектрические фильтры В главе 2 рассматриваются многослойные диэлектрические структуры с включением тонких металлических пленок для целей фильтрации излучения. В проходящем свете узкополосные металл - диэлектрические фильтры (МДФ) имеют преимущество перед чисто диэлектрическими фильтрами в том, что обеспечивают эффективную отсечку боковых полос. Число металлических пленок в структуре многослойника должно быть достаточным для обеспечения существенного затухания в спектральных областях вне полосы пропускания. В отраженном свете металл - диэлектрические фильтры специальной конструкции имеют узкие полосы высокого отражения, в отличие от чисто диэлектрических структур, которые создают узкие темные полосы на светлом фоне. Однако до настоящего времени остаются существенные пробелы в анализе свойств МДФ из-за сложности расчетов и недостатка знаний о дисперсии оптических параметров очень тонких металлических пленок. Известно, что вследствие гранулярности структуры и сильной зависимости от метода нанесения слоев оптические константы (n, k) металлов представлены в литературе с большим разбросом. Для очень тонких слоев они, как правило, не совпадают с константами для массивных образцов. Для математического описания тонких металлических пленок применяются две модели: модель однородного слоя (МОС) и модель проводящей поверхности (МПП). В МПП введены два параметра – реальная и мнимая части комплексной проводимости. МПП успешно использовалась ранее в наших работах, эта модель позволяет использовать в расчетах аналогии с длинными линиями. МОС удобна для расчета многослойников, так как в ней употребляются те же параметры, что и для диэлектрических слоев, но она оперирует физически неясным параметром «толщина гранулярной пленки».

Далее анализируется один из многочисленных вариантов МДФ, состоящий из двух резонансных полостей и нескольких металлических слоев, с целью получения формы полосы пропускания, близкой к П-образной. Изберем для конструирования четыре отличающихся по свойствам металла: Mo, Ni, Al, Ag, поскольку в данной работе ставится задача оценки влияния дисперсионных свойств металлических пленок на характеристику МДФ. Рассмотрим составной вариант из двух металлических слоев (2М) с диэлектрической прослойкой, окруженный с двух сторон специально подобранными многослойниками.

Для МДФ важно рассчитать величину потенциального пропускания фильтра max = [1+(A/T)min]-1, которая зависит от оптимального значения выходного адмиттанса Yopt справа от пленки, как показано на вставке 1.рис.3. Если бы адмиттанс Yopt сохранял постоянное значение по всему спектру, и отсутствовала дисперсия металла, то Mo 0.величина 2(g) для двух металлических пленок имела бы зависимость, показанную пунктиром.

0.Если включить 0.4 0.8 1.g дисперсию n и k, то Рис.3. Спектральная зависимость потенциального потенциальное пропускания 2М-фильтра (g=/0=0/, 0=0.6 мкм ).

пропускание 2 имеет зависимость, изображенную сплошной линией. Из этого рисунка следует, что присутствие дисперсии оптических констант способствует ослаблению потенциального пропускания в ИК-области. С прямой стороны добавляется точно такой же многослойник для создания симметричной структуры фильтра. По рис. видно, что в ИК-области фильтры с Mo и Al ведут себя по-разному: фильтр с Al имеет большую асимметрию контура Т и с ИК-стороны имеет «плечо» вблизи пика.

Здесь прямыми штриховыми линиями также показана величина max2. Для демонстрации того, что отсечка боковых полос зависит от спектральной зависимости потенциального пропускания, пунктиром показана величина 2(g).

Известно, что диэлектрический фильтр с двумя полостями имеет спектральный контур Т с двумя максимумами, которые при настройке могут сблизиться так, что будет получена плоская вершина без провалов. Это явление связано с тем, что сглаживается петля аномальной дисперсии фазового сдвига при отражении от всего фильтра. На небольшом участке длин волн возникает «бездисперсионный» режим.

Для чисто диэлектрического тонкопленочного фильтра настройка связана с оптической толщиной слоев, размещаемых между двумя полостями. Число слоев в центре фильтра должно превышать число слоев во внешнем многослойнике.

1.1.T, T, Al 0.0.Mo T T 0.0.0.4 0.8 1.0.4 0.8 1.g g Рис. 4,а,б. Спектральные зависимости коэффициента пропускания и потенциального пропускания симметричного МДФ-фильтра с 2М слоями молибдена (а) и алюминия (б).

По этому принципу составлена двухполостная структура ДФ, которая состоит из двух резонансных полостей 2L, соединенных диэлектрическим многослойником из 11 0/4 –слоев и двух внешних многослойников из 5 0/4 –слоев. Общее количество слоев структуры равно 25:

1.5/ HLHLH 2L HLHLHLHLHLH 2L HLHLH /1.1.1.Al T T Mo 0.0.0.0.0.4 0.8 1.2 0.4 0.8 1.g g Рис. 5,а,б. Спектральные зависимости коэффициента пропускания симметричного двойного МДФ с 4М слоями молибдена (а) и алюминия (б).

Затем в эту структуру внесены четыре металлических слоя:

1.5/ HLHLH' M 2L' M H'LHLHLHLHLH' M 2L' M H'LHLH /1.5. На рис.представлены спектральные зависимости фильтров, составленных по этой схеме. Все четыре металлических пленки имеют одинаковую толщину d =10 нм. Штриховыми линиями показана расчетная величина max4, которая увеличивается в ИК-области.

Из сравнения спектральных кривых Т видно (рис.5,а,б), что наиболее эффективная ИК-отсечка происходит для «серых» металлов, типа Mo.

Высокоотражающие «светлые» металлы, типа Al, с большим отношением k/n имеют больший коэффициент пропускания в максимуме, но недостаточно отсекают ИКполосы при такой толщине поглощающих слоев. Продемонстрирована определяющая роль дисперсии оптических параметров металлических пленок в конкретных конструкциях фильтров с пленками четырех различных металлов одинаковой толщины. Для МДФ с четырьмя слоями Мо толщиной 10 нм получена отсечка всех боковых полос в диапазоне 0.45-1.65 мкм до уровня <2%.

Далее исследуются узкополосные фильтры в отраженном свете (ОФ). В отличие от фильтров типа Фабри-Перо в проходящем свете, где спектральные характеристики зависят только от коэффициентов отражения зеркал, в ОФ входят еще два дополнительных параметра, зависящие от длины волны. Благодаря этому появляется многообразие вариантов ОФ. Возможность полного подавления отраженного излучения на некоторых заданных длинах волн является одним из преимуществ ОФ. Благодаря асимметричной характеристике 1.одна из этих длин волн может находиться вблизи пика отражения.

R Нежелательным свойством спектральной характеристики ОФ является подъем отражения вне полосы согласования. Представляет интерес расширить спектральный 0.диапазон темного фона (низкого R) вне выделяемой полосы отражения.

В данной работе в ОФ-фильтр вводятся две полуволновые полости LL и две тонких металлических 4 пленки М1 и М2:

A / M2 LH LL M1 LH LL (HL)8 H / S 0.Эта структура состоит из двух 0.80 1.00 1.g последовательных ОФ. На рис.Рис. 6. Спектральная зависимость коэффициента штриховая кривая 4 показывает отражения для ОФ, 0 = 0.6 мкм.

спектральную зависимость коэффициента отражения первого ~ ОФ. Этим же способом можно вычислить коэффициент отражения R всего сложного ОФ. При расчете диэлектрических слоев были взяты следующие значения показателей преломления: nH = 2.3, nL = 1.35. Для поглощающих пленок взяты оптические константы Мо. Расчет проводился для 0 = 0.6 мкм. Толщина пленок является свободным параметром, здесь она варьируется в пределах 4.5 – 10 нм.

~ На рис.6 приведено три зависимости R (g) для трех разных толщин М2. Кривые 1-3 имеют толщины 4.5, 7.5, 10 нм, соответственно. Толщина М1 везде равна 10 нм.

Видно, что с ростом толщины М2 полоса отражения сужается, а минимальные значения вне полосы – понижаются. Полуширина ОФ для кривой 3 составляет 5.нм. В интервале длин волн 0.5 - 0.75 мкм коэффициент отражения не превышает 1%.

Для выполнения условия согласования для этих трех вариантов показатели преломления входной среды (А) равны, соответственно, 1.5, 2.0 и 2.5.

Глава 3. Интерференционные покрытия для оптики сверхкоротких лазерных импульсов Глава 3 посвящена фазовой проблеме в оптике тонких пленок, интерес к которой появился в связи с задачей создания линейной частотной зависимости групповой задержки для целей компенсации дисперсии группового запаздывания в активной среде фемтосекундных лазеров.

Для того, чтобы получить линейный наклон частотной характеристики групповой задержки, в тонкослойной системе существуют две возможности: а) постепенное изменение глубины проникновения электрического поля с изменением частоты, и тем самым изменение времени задержки, максимальная величина которого равна 2d/c, где с - скорость света, d - полная толщина слоев антирезонансной чирпованной надстройки на многослойной структуре высокоотражающего зеркала (chirped mirror); б) резонансная структура типа интерферометра Gires-Tournois (G-T), где максимальное поле сосредоточено в промежуточном слое. Между этими двумя вариантами трудно провести резкую границу.

Тонкослойная структура второго типа с металлическим зеркалом может использоваться как дисперсионный зеркальный элемент оптического резонатора фслазера. В классическом варианте интерферометр G-T представляет собой двухзеркальную систему с промежуточным полуволновым слоем для центральной длины волны. Заднее зеркало имеет коэффициент отражения равный единице и энергетический коэффициент отражения всего интерферометра также равен единице (в отсутствие потерь). Если переднее зеркало представляет собой просто границу между двумя диэлектриками (один слой на поверхности заднего зеркала), то интерферометр имеет частотную характеристику групповой задержки в виде периодических экстремумов. Вблизи центральной частоты может быть выбран небольшой участок, где GD имеет приблизительно линейный склон (противоположных знаков). Задача состоит в том, чтобы расширить этот участок в выбранном спектральном диапазоне в пределах полосы высокого отражения всего интерферометра. При подборе оптимальной толщины слоев материалов, выбранных для переднего зеркала, необходим численный метод синтеза интерференционной многослойной структуры. Полуволновая толщина промежуточного слоя сдвигается в сторону более длинных волн, чтобы обеспечить смещение характеристики GD к необходимому линейному склону, и далее численным методом оптимизируются толщины слоев переднего зеркала. Поверх всей структуры наносится просветляющий слой для удаления отражения от первой (со стороны падения света) границы слоя, чтобы не было удваивания интерферометров G-T.

Для определенности выбран видимый диапазон, хотя такой же вариант зеркального отражателя может быть осуществлен и в ИК – спектральном диапазоне, где многие металлы имеют высокий коэффициент отражения. В качестве диэлектрических материалов выбрана пара TiO2/SiO2 с показателями преломления 2.5 /1.5. К слою серебра добавлена девятислойная диэлектрическая структура с произвольными толщинами слоев. На рис.7 вверху показан профиль показателей преломления этой структуры. По горизонтальной оси отсчитывается физическая толщина структуры, причем начало отсчета совпадает с поверхностью металлического зеркала, а поверх тонкослойной структуры для полноты картины помещен полуволновый слой воздуха. Внизу показан профиль усредненного во времени квадрата электрического поля стоячей волны в каждом из слоев зеркальной структуры. Расчет сделан для трех длин волн равномерно расположенных в спектральном интервале, где синтезирован линейный рост групповой задержки.

Видно, что для длинных волн поле проникает в структуру глубже, чем для коротких длин волн. Тем самым влияние ошибок в слоях, прилегающих к металлу, сильнее для длинноволнового конца спектра.

2.GD, fs E2 GD GDD,fs2.1.-1.GDD -10.-10.550 600 650 70.0 0.4 0.8 1.d,mkm,nm Рис. 7. Распределение поля в 9-слойной структуре от толщины слоев для трех длин волн (…560 нм, ---625 нм, —690 нм). Профиль показателей преломления структуры показан вверху.

Рис. 8. Спектральная зависимость GD и GDD.

На рис. 8 изображены дисперсионные характеристики групповой задержки, соответствующие этой структуре. В спектральном диапазоне 560 – 690 нм (~ 1ТГц) для 9-слойной структуры наблюдается приблизительно линейный рост GD и, следовательно, примерно постоянная зависимость дисперсия групповой задержки (GDD) в этом интервале. Волнообразная зависимость может быть скомпенсирована двухкратным отражением от двух разных зеркал с слегка смещенными по спектру кривыми GDD. Рассчитанная 9-слойная структура имеет высокий коэффициент отражения >99% и приблизительно постоянную дисперсию групповой задержки GDD-120 фс2 с шириной полосы ~100ТГц.

По аналогии с решением задачи в предыдущем параграфе далее решается задача создания линейного пространственного сдвига отраженных пучков с различными длинами волн на выходной поверхности одномерного металл – диэлектрического многослойника при наклонном падении волнового пакета. Интересной особенностью многослойных структур является возможность управления дисперсией фазы в выбранном спектральном диапазоне. В отраженном свете периодические многослойники типа четвертьволновых зеркал имеют нелинейную частотную зависимость пространственного сдвига. Однако возможно сконструировать тонкопленочную структуру с линейной зависимостью. Такое устройство может быть использовано для демультиплексоров в WDM-связи, когда падающий волновой пакет после отражения от многослойной структуры на выходе испытывает пространственное смещение спектральных составляющих, которое далее может быть использовано для спектрального разделения каналов. Задача создания линейного пространственного сдвига спектральных компонент аналогична задаче создания линейной частотной зависимости групповой задержки для целей компенсации дисперсии группового запаздывания в активной среде фемтосекундных лазеров.

Различная глубина проникновения света в тонкопленочную структуру (разность хода) зависит от частоты и приводит к различному времени групповой задержки, равной первой производной фазы по частоте, ( ) = d /d. В данной задаче будут r рассматриваться спектральные компоненты с различным групповым запаздыванием на выходной границе, распространяющиеся в одном направлении параллельно друг другу. Здесь ставится задача получения аномальной дисперсии, когда низкочастотные компоненты имеют большее время группового запаздывания, чем высокочастотные. При этом пространственное смещение коротковолновой части спектра на выходной границе меньше, чем длинноволновой. Подобно эффекту GoosHnchen на границе с полным внутренним отражением, здесь нужно учитывать дисперсию набега фазы при проникновении света в структуру. В данной работе ставится задача получения линейной частотной зависимости групповой задержки, и, следовательно, линейного пространственного сдвига различных спектральных компонент.

В отраженном свете набег фазы не связан напрямую с толщиной многослойника, а зависит от глубины проникновения света в резонансную структуру, определяемой толщинами слоев и коэфициентами отражения на границах. В общем случае не существует однозначной связи между амплитудой и фазой (в оптике получивших название соотношений Крамерса-Кронига), обеспечивающей минимальную фазу.

Если такая связь существует, то по известному закону изменения амлитуды можно определить закон изменения фазы и наоборот. В отличие от дисперсии материалов, для которой выполняются соотношения Крамерса-Кронига, дисперсия, связанная со структурой многослойников, может им не подчиняться. В неминимально-фазовых системах дополнительная фаза обеспечивается присоединением некоторого числа слоев, изменяющих в идеальном случае только фазу (вклад Блашке). Изменение толщин слоев приводит к сдвигу нулей и полюсов в плоскости комплексной частоты и осуществляет фазовую коррекцию при неизменной амплитудно-частотной характеристике.

В данной главе рассматривается металл-диэлектрическая структура типа интерферометра Жире-Турнуа, в которой на высокоотражающую металлическую , mkm пленку нанесен непоглощающий диэлектрический многослойник. Для моделирования возможности получения линейного пространственного сдвига различных спектральных компонент на выходной границе многослойника рассмотрена конкретная 13-слойная диэлектрическая структура, нанесенная на золотое зеркало. В нашей конструкции многослойник содержит несколько слоев 1440 1480 1520 1560 1600 16 достаточной толщины (так называемые , nm «базы» интерферометра), разделяемых Рис. 9. Зависимость пространственного /4-вставками. Окончательная подгонка сдвига от длины волны.

толщин слоев осуществлялась численными методами. На рис.величина пространственного сдвига на выходной границе () имеет линейную зависимость в пределах =1.52-1.61 мкм (сплошная линия) для угла падения 40° (sполяризация). Остальные линии демонстрируют наращивание ошибки в слоях. В целом анализ показывает, что структура вполне устойчива к ошибкам менее 1 %, и может быть реализована экспериментально. В спектральном диапазоне 1.52-1.61 мкм пространственный сдвиг между крайними компонентами светового импульса составляет 26 мкм при одном отражении. Этот эффект может быть использован для спектрального разделения каналов в компактных демультиплексорах WDM.

Глава 4. Всенаправленное высокое отражение от многослойных диэлектрических структур В главе 4 проводится анализ возможности высокого отражения во всех направлениях от одномерных фотонных кристаллов для произвольной поляризации в избранной спектральной области. Методом эквивалентных слоев аналитически исследована зависимость области высокого отражения от соотношения показателей преломления и толщин слоев, получены формулы для ширины полосы высокого отражения периодических стоп с произвольным периодом при наклонном падении и дано графическое представление этих формул.

Обсуждаются условия существования высокоотражающих зон в многослойной системе (aba…ba) из бесконечной последовательности периодически повторяющихся симметричных композиций слоев (a/2 b a/2) двух чередующихся материалов с высоким и низким показателями преломления и фазовыми толщинами и.

a b С введением матриц в оптику тонких пленок возникло понятие об эквивалентном слое. Согласно теореме Herpin (1947) любой симметричный многослойник эквивалентен одному слою для выбранной длины волны и угла падения.

Характеристическая матрица этой многослойной системы равна:

i cos sin e M Ne e, iNe sin cos e e где Nе и Ге являются функциями только параметров слоев и не зависят от окружающих сред. Фазовая толщина эквивалентного слоя определяется из e дисперсионного соотношения, которое можно преобразовать, введя амплитудный коэффициент отражения r на границе сред с na и nb, к виду:

1 rcos cos cos, e (1) 1 r2 1 rna nb r, 2, 2.

a b a b na nb Здесь кроме r введены - фазовая толщина периода и – разность фазовых толщин слоев (расстройка).

Формулу (1) можно записать в виде зависимости ( ):

1 1 r(2) cos cos cos.

e r2 r1./ t=0.0.t=-0.t=0.-1./ 0 1 2 Рис. 10. Линии Ге =const на плоскости () с шагом 0.2, t=2a/b.

На рис.10 нанесены линии Ге=const с шагом 0.2 в зависимости от параметров и, выраженных в единицах. Расчет произведен по формуле (2) для na/nb = 2.3/1.34. В зонах пропускания Ге имеют вещественные значения. В начале периода Ге растет почти линейно, затем отклоняется от линейной зависимости и вблизи = достигает значения Ге =, что соответствует cos Ге =-1. При дальнейшем росте Ге становится мнимым – это полоса непропускания или высокоотражающая зона (ВОЗ). Контуры для Ге в форме «линзы» ограничивают области ВОЗ. Горизонтальная ось соответствует равнотолщинным слоям, для которых t=2 / =1. Видно, что для a b четных значений / при t=1 ВОЗ отсутствует. При / =3 расположены границы ВОЗ для 3-ей гармоники по частоте. Для t 1, т.е. 0, ширина ВОЗ, как видно из рисунка, уменьшается и при = равна нулю для нечетных зон. На этом рисунке хорошо проследить, как располагаются ВОЗ при t 1. Например, линия t=2 соединяет точки (0,0) и (3,1) на осях х и у, а линия t=0.5 соединяет точки (0,0) и (3,-1). Из 1.o R =0.0.0.0.0.0.4 0.8 1.2 1.6 2.0 2.g 1.R =60o 0.0.0.0.0.0.4 0.8 1.2 1.6 2.0 g 2.1.R 0.0.0.0.o =0.0.4 0.8 1.2 1.6 2.0 2.g Рис.11. Зависимость коэффициента отражения от относительной частоты (g=/0) для трех углов падения. Тонкие линии – для одной стопы (13 сл.), жирные – для двух стоп (сл.). Сплошные линии – для s-, штриховые для p –поляризации.

рисунка видно, что ВОЗ основной и второй гармоник имеют одинаковую ширину при t=2 или t=0.5, что используется для дихроичных зеркал в лазерах с одновременной генерацией на основной и второй гармониках. Для t=2 исчезают 3-я, 6-я,... гармоники. Диаграмма может быть расширена вверх и вниз путем периодического повторения по оси и вправо – по оси.

Далее исследуются границы высокоотражающей зоны отдельно для s- и pполяризации. Область частот, для которых высокоотражающая зона существует для всех углов и обеих поляризаций, и есть область всенаправленного отражения (ВНО), которая определяется областью наложения зоны высокого отражения при нормальном падении и зоны высокого отражения для p–поляризации при скользящем падении ( =90 ). Оптимальные ширины ВНО анализируются в зависимости от показателей преломления материалов слоев. Установлено, что спектральная ширина ВНО максимальна при оптимальной величине nL =1.51-1.53.

Для реальных показателей преломления, например, для nH/nL = 3.4/1.относительная ширина ВНО составит 26%. Показано, что увеличение области ВНО возможно за счет смежных высокоотражающих зон многослойников, четвертьволновые структуры которых нанесены для нескольких разных длин волн.

На рис.11 приведены спектральные зависимости коэффициента отражения R для трех углов падения =0, 60 и 85. Тонкими линиями показаны R для одной четвертьволновой структуры S/(HL)6H/A с отношением показателей преломления 3.4/1.53, нанесенных на подложку с ns=1.5. Более жирными линиями для тех же материалов представлены коэффициенты отражения R для двух четвертьволновых структур, нанесенных последовательно на подложку: S/[(HL)6H]I[(HL)6H]II/A.

I II Отношение длин волн / =1.43. Для всех углов падения интервал частот, в котором R>99% для обеих поляризаций, равен 0.9-1.3 для одной четвертьволновой структуры I и 1.0-1.8 для двух стоп. Для =10 мкм получим, что интервал длин волн ВНО для двух стоп равен 4.45 мкм вместо 2.0 мкм для одной стопы.

Полученные формулы и графическое представление, упрощающее их понимание, могут быть полезны при анализе угловых характеристик многослойных покрытий и при оценке возможности получения всенаправленного отражения. Для практического использования приведенный анализ может быть применен, например, для изучения изменения спектра высокого отражения в случае расходящихся пучков, при конструировании узкополосных интерференционных фильтров с малой угловой чувствительностью в заданном спектральном диапазоне.

Глава 5. Тонкослойные структуры с металлической пленкой в условиях нарушенного полного внутреннего отражения (НПВО) В данной главе проводится анализ угловых и спектральных характеристик металл - диэлектрических структур в условиях НПВО. В отраженном свете при углах падения, больших критического, появляется резонансная зависимость коэффициента отражения от угла падения или длины волны. При добавлении диэлектрических слоев резонансные эффекты могут быть усилены. Чрезвычайная чувствительность угловой или спектральной зависимостей амплитуды (или фазы) линейно поляризованной отраженной волны к небольшим изменениям показателя преломления биохимических сред позволяет достигать по опубликованным данным низкого (~10-6 – 10-8) порога обнаружения этих изменений.

В первом параграфе проанализированы угловые характеристики коэффициента отражения от тонкого металлического слоя на границе двух диэлектриков в условиях НПВО. Анализ проведен в рамках теории Френеля с использованием модели комплексной поверхностной проводимости для тонкой металлической пленки.

Коэффициент отражения для p-поляризации Rp обнаруживает сильную зависимость от показателя преломления второй среды вблизи кр при соответствующем выборе параметров металлической пленки. Обычно в расчетах используется модель однородного слоя (МОС) с тремя параметрами – оптическими константами n, k и толщиной d. Ранее в наших работах использование двух параметров ' и '' ('=2nk, ''=(n2-k2), где =2d/) для характеристики тонких (d<<) металлических пленок обеспечивало хорошее согласие расчетов и экспериментальных данных для нормального падения. В данной работе модель комплексно проводящей поверхности (МПП) применена для наклонного падения света на поглощающую пленку. Амплитуды отраженного света для двух ортогональных поляризаций могут быть выражены в виде:

n1cos rs n1cos 1 n2 cos 2, rp 1 2.

n2 cos 1 Здесь введены обозначения: 1=n1/cos1 и 2=n2/cos2. Если n1 > n2, то при угле 1 > кр, где кр - угол полного внутреннего отражения, угол 2 становится комплексным.

Отсюда можно получить выражения для интенсивностей Rs и Rp и фаз отраженного света. Расчеты по двум моделям – МОС и МПП - показывают хорошее совпадение.

Поскольку формулы в МПП имеют относительно прозрачный вид, то по ним можно сделать оценки параметров, вносящих существенные изменения в Rp при вариации угла. Максимум Rp достигается при критическом угле, когда мнимая часть 2 имеет максимальное значение, а реальная часть равна нулю. Минимум Rp() имеет место при выполнении условия (Im 2+ '')=0. Глубина минимума зависит от значения ' и стремится к нулю, когда выполняется условие согласования ' = 1. Для образования узкого минимума существенную роль играет отрицательная и большая величина ''.

Из формул для фаз следует, что наибольшая крутизна фазовой зависимости приходится на диапазон углов между экстремумами Rp.

Интересно проанализировать трансформацию кривых R для различных комбинаций тонкой металлической пленки с диэлектрическими слоями. При добавлении диэлектрических слоев резонансные эффекты могут быть усилены.

С использованием модели поверхностной проводимости (МПП) для тонкой металлической пленки рассмотрим простую двухслойную структуру: металлическая пленка + диэлектрический слой. Эта структура в рамках МПП может рассматриваться как интерферометр, одним из зеркал которого является граница с ПВО, а вторым – металлический слой с комплексной проводимостью . Исходная среда, из которой падает свет, имеет показатель преломления ng > n0, где n0 - показатель преломления внешней среды. Угол падения g превышает критический угол кр =arc sin(ng sing/n0). Показатель преломления диэлектрического слоя равен n1>n0. Методом адмиттансов рассмотрим расчет амплитудного коэффициента отражения для p-поляризации падающей плоской волны. Обозначим входные комплексные проводимости (нормированные оптические адмиттансы) в плоскости границ слоев Y0p,Y1p,Y2p. На выходной границе происходит полное внутреннее отражение (ПВО), и угол 0 – чисто мнимый:

cos i ( ng sin / n0 )2 1 iM. Выбор знака обусловлен тем, что в 0 g выходной среде распространяется неоднородная волна с экспоненциально затухающей амплитудой. Адмиттанс Y0p= n0/cos0 = i n0 /M является чисто мнимым.

Адмиттанс Y0p трансформируется диэлектрическим слоем в чисто мнимый адмиттанс Y1p по следующей формуле:

Y0 i tg 1 Btg Y1p 1p p 1p i, (3) 1p iY0 tg B tg 1p p где 1p = n1/cos1 – эффективный показатель преломления и = 2 d1 n1 cos1 / – фазовая толщина диэлектрического слоя. В формуле (3) величина B= 1p M/n0 – действительное число.

Адмиттанс Y2p получим суммированием входной проводимости Y1p и комплексной поверхностной проводимости : Y2p='+ i (''+ Y1p). В результате амплитудный коэффициент отражения от всей структуры принимает следующий вид:

' Y2 ( ) i(Y1p '' ) rp gp p gp ', (4) Y( ) i(Y1p '' ) gp p gp где gp = ng /cosg.

Подобным образом можно записать формулы для расчета Ys и rs, изменив величины ip к виду is=nicosi.

Во втором параграфе рассмотрена спектральная зависимость коэффициентов отражения. В формуле (4) от длины волны зависят фазовая толщина и параметры ' и '', в которые 1.входит . Адмиттанс Y1p согласно (3) имеет RsR периодическую зависимость при изменении длины волны или толщины слоя d1. Диэлектрический слой Rsявляется фазовым регулятором, и изменением толщины d1 можно сдвигать кривую R() по спектру 0.для настройки на 0. Комплексный адмиттанс Y2p Rpимеет реальную часть ' и мнимую часть ''+ Y1p.

Если '' – отрицательное число, то при определенной длине волны мнимая часть равна Rp0.0 нулю, и коэффициент отражения имеет,mkm 0.2 0.4 0.6 0.минимальное значение rp = (gp- ')/(gp+ '). При Рис.12. Расчет Rs() и Rp() для выполнении условия согласования (gp= ' ) можно однослойной и двухслойной получить Rp=|rp|2=0. Крутизна спада R() к структур при g=45.

минимуму растет с увеличением отрицательной величины '', зависящей от выбора n и k материала поглощающей пленки. Подобное рассмотрение может быть сделано для s-поляризации.

По сравнению с однослойной структурой (призма – металлический слой – выходная среда) в двухслойной структуре определяющую роль играет спектральная зависимость мнимой части адмиттанса Y1p. Это приводит к появлению интерференционной зависимости R(). Асимметрия интерференционной картины зависит от параметра ' '. На рис.12 штриховыми линиями показан расчет Rs() и Rp() для однослойного варианта, и для сравнения сплошными линиями приведены те же кривые для структуры из двух слоев.

Если между призмой и поглощающей пленкой разместить многослойник с высоким коэффициентом отражения, то всю структуру можно рассматривать как добротный интерферометр. Базой интерферометра является диэлектрический слой между металлической пленкой и выходной средой в двухслойной структуре. Одним из зеркал является граница с ПВО, а многослойник слева является вторым зеркалом интерферометра. Когда толщина базы соответствует резонансному условию, в отраженном свете получается резкий провал.

На рис.13 приведены спектральные зависимости Rs и Rp для следующей 9слойной структуры: G/H/L/H/L/H/L/H/Al/H/A.

Все диэлектрические слои имеют оптическую 1.толщину 0/4 (для 0=650 нм) для угла падения Rs g=45. Толщина Al-слоя равна 12 нм.

R Коэффициент отражения многослойника для sполяризации выше, чем для p-поляризации.

Rp Двухслойная структура настроена таким 0.образом, что Rs() имеет максимальный коэффициент отражения при длине волны (показана штриховой линией). При добавлении многослойника (7 слоев) в отраженном свете для Rs получается узкая полоса поглощения 0.шириной 5 нм.

0.4 0.5 0.6 0.,mkm Далее предложены некоторые удобные Рис. 13. Расчет Rs() и Rp() варианты для сенсорных устройств. Если между для 9-слойной структуры.

призмой и металлическим слоем поместить дополнительную пару слоев HL, то можно так подобрать толщины диэлектрических слоев, что минимумы Rs и Rp окажутся на одной длине волны. При небольшом изменении показателя преломления внешней среды кривая Rs() практически не меняется и является репером, а кривая Rp() испытывает существенный сдвиг на нм. Для углового варианта сенсора предлагается трехслойная структура, в которой алюминиевый слой заключен между диэлектрическими слоями. Толщины этих слоев выбраны таким образом, что в зависимости Rp() получаются два минимума, один из которых служит опорным и не смещается при изменении показателя преломления внешней среды.

Глава 6. Применение многослойных покрытий в лазерной оптике В главе 6 рассматриваются некоторые прикладные разработки тонкопленочных систем.

Вначале обсуждаются металл – диэлектрические тонкопленочные фазосдвигающие устройства. Многослойные фазосдвигатели, осуществляющие при отражении света дифференциальный фазовый сдвиг /2 между ортогональными компонентами падающего электрического поля с целью преобразования линейной поляризации в круговую поляризацию, находят применение в ИК - лазерных системах. В инфракрасных лазерах (=10.6 и 3.39 мкм) в качестве фазосдвигателей более предпочтительны высокоотражающие металлы с дополнительной стопой диэлектрических пленок.

При добавлении к металлу диэлектрического многослойника, кроме повышения коэффициента отражения, можно достичь эффекта четвертьволнового фазового сдвига при любом заданном угле падения (обычно 45) и существенно расширить угловой диапазон в заданной спектральной области с выравниванием коэффициентов отражения для ортогональных компонент Rp и Rs. Необходимо отметить многообразие вариантов выбора возможных тонкопленочных структур на металле при решении конкретно поставленной задачи.

Далее рассматривается задача просветления нелинейных кристаллов КТП и ЛБО для двух (1.064 и 0.532 мкм) и трех (1.064, 0.532 и 0.355 мкм) длин волн излучения твердотельного лазера Nd:YAG. Для получения удовлетворительных экспериментальных результатов в каждой конкретной задаче приходится заново подбирать оптимальный вариант многослойной структуры. С помощью метода эквивалентных слоев и численных оптимизационных процедур рассчитано и экспериментально методом электронно-лучевого испарения ZrO2, HfO2, Al2O3, Y2O3, R,% R,% 400 800 1200 1600 400 800 1200 16wavelength,nm wavelength,nm Рис. 14, а, б. Расчетные и экспериментальные спектральные зависимости коэффициента отражения просветляющих покрытий кристалла ЛБО: а – 4 слоя HfO2/SiO2, б – 5 слоев ZrO2/SiO2.

SiO2 изготовлено несколько вариантов просветляющих покрытий, часть из которых показана на рис.14, а,б. При измерении коэффициентов отражения на лазерном стенде лучшие образцы имели R < 0.1% для 1.064 мкм и R < 0.2% для 0.532 мкм.

В заключении сформулированы основные результаты диссертации.

Основные результаты 1. Из всех известных модификаций методов катодного распыления металлов в реактивной среде выбрана диодная система на постоянном токе с холодным катодом и проведена его экспериментальная модернизация. Сконструирована экспериментальная установка для непрерывной прокачки кислород - аргоновой смеси, детально разработана методика формирования слоев окислов титана, тантала, ниобия, гафния, циркония, иттрия и кремния на основе результатов экспериментальных измерений их оптических свойств.

2. Установлено, что зеркала из Nb2O5 /SiO2 имеют малые оптические потери в видимом диапазоне спектра (менее 0.1%, =500 нм), а зеркала из Ta2O5 /SiOобладают лучшими характеристиками в ближнем УФ (=350 нм). Показано, что зеркала катодного распыления обладают высокой лучевой стойкостью к излучению внутри резонаторов мощных непрерывных аргоновых лазеров в видимом и ближнем УФ диапазонах спектра и увеличивают срок эксплуатации лазеров.

3. Экспериментальными измерениями малых коэффициентов рассеяния и поглощения зеркал по оригинальным методикам с использованием мощных аргоновых лазеров установлено, что потери на рассеяние в два раза выше потерь на поглощение в видимом диапазоне. Показано, что пороги разрушения, измеренные в сфокусированном луче непрерывного аргонового лазера, не находятся в прямой зависимости к стойкости покрытий внутри резонатора мощного лазера (=0.488-0.514 мкм).

4. Проведен анализ возможности осуществления отсечки боковых полос в широком спектральном диапазоне для узкополосных металл-диэлектрических фильтров в проходящем свете. Установлена определяющая роль дисперсии оптических параметров очень тонких металлических пленок. Для создания близкого к прямоугольному контура пропускания с крутым спадом на крыльях рассмотрена двухполостная структура с четырьмя пленками металлов молибдена, никеля, алюминия и серебра. Для структуры с пленками молибдена получены отсечка всех паразитных полос в спектральном диапазоне 0.45-1.65 мкм до уровня пропускания менее 2% и отношение ширин контура на уровнях 0.1 и 0.5 Тмах равное 3 для 0=0.6 мкм..

5. Найдено, что фильтры в отраженном свете с двумя полостями и двумя тонкими металлическими пленками имеют узкую полосу отражения (5 нм) для 0=0.6 мкм и широкий рабочий спектральный интервал (0.5-0.75 мкм) с низким коэффициентом отражения (менее 1%).

6. Разработан подход к синтезу многослойных зеркал с контролируемой дисперсией групповой скорости для компенсации дисперсии внутрирезонаторных элементов лазера, генерирующего сверхкороткие импульсы. Предложена новая металл - диэлектрическая структура с тонким нелинейным полупроводниковым слоем в качестве насыщающегося поглотителя для пассивной синхронизации мод в фемтосекундных лазерах, в частности, Cr:форстерит - лазера с длиной волны ~1,3 мкм.

7. Аналогия с компенсаторами дисперсии в фемтосекундных лазерах использована для создания линейной зависимости пространственного сдвига отраженных пучков с различными длинами волн на выходной поверхности одномерного фотонного кристалла. В диапазоне длин волн 1.52-1.61 мкм получен пространственный сдвиг между крайними спектральными компонентами 26 мкм при одном отражении. Этот эффект может быть применен для спектрального разделения каналов в компактных демультиплексорах WDM.

8. Аналитически исследована зависимость области высокого отражения в избранной спектральной области во всем диапазоне углов падения для произвольной поляризации от соотношения показателей преломления и толщин слоев одномерного многослойника. Получены формулы для ширины полосы всенаправленного отражения периодических стоп с произвольным периодом при наклонном падении света с графическим представлением этих формул.

9. В рамках двух моделей (модели однородного слоя и модели проводящей поверхности) проанализирована угловая зависимость тонких металлических пленок в условиях нарушенного полного внутреннего отражения на границе двух диэлектрических сред. Резкий контрастный переход между экстремумами коэффициента отражения в асимметричной угловой или спектральной зависимости представляет интерес для измерений малых изменений показателя преломления внешней среды.

10. Показано, что многослойные металл - диэлектрические фазосдвигающие покрытия в отраженном свете эффективны в ИК - лазерных системах.

Дифференциальный фазовый сдвиг на 90 градусов между ортогональными компонентами электрического поля достигается для структуры из нескольких диэлектрических слоев на высокоотражающем металлическом слое.

11. С помощью метода эквивалентных слоев и численных оптимизационных методов синтезированы многослойные структуры для просветления кристаллов КТП и ЛБO в спектральных областях генерации двух и трех гармоник твердотельного лазера Nd:YAG (1.06, 0.53, 0.35 мкм).

Просветляющие покрытия реализованы экспериментально методом электронно-лучевого нанесения диэлектрических материалов Y2O3, Al2O3, ZrO2, HfO2 и SiO2.

Основные публикации по теме диссертации:

Материал диссертации опубликован в 36 работах, из них 19 статей – в рецензируемых журналах из списка ВАК России.

1. Голдина Н.Д., Захаров М.И., Троицкий Ю.В. Синтез характеристик многолучевого отражающего интерферометра. //Автометрия, 1975, №3, с.107-118.

2. Голдина Н.Д., Троицкий Ю.В. Узкополосные фильтры в отраженном свете. //Оптика и спектр., 1976, т.40, №5, с.935.

3. Голдина Н.Д., Захаров М.И. Трехзеркальный интерферометр с поглощающим зеркалом в проходящем свете. //Автометрия, 1979, №2, 95-97.

4. Голдина Н.Д. Расчет несимметричных зеркал с тонким поглощающим слоем. //Оптика и спектр., 1979, т.47, №5, с. 776-779.

5. Голдина Н.Д., Захаров М.И. Металл - диэлектрические интерференционные фильтры в проходящем свете. //Оптика и спектр., 1980, т.48, №1, 137-145.

6. Голдина Н.Д., Тимофеев Т.Т. Сравнение индикатрис рассеяния многослойных зеркал, полученных электронно-лучевым испарением и катодным распылением. //Тезисы докладов Всесоюзного семинара «Методы синтеза многослойных интерференционных систем».

Москва, МГУ, 1984, с.73.

7. Голдина Н.Д., Тимофеев Т.Т. Сравнение индикатрис рассеяния многослойных зеркал, полученных электронно-лучевым испарением и катодным распылением. //Автометрия, 1985, №5, с.104-105.

8. Голдина Н.Д., Донин В.И., Николаев Г.Н., Тимофеев Т.Т. Зеркала мощных непрерывных аргоновых лазеров.//Кв. электроника, 1987, т.14.с. 564-573.

9. Бабин С.А., Голдина Н.Д., Донин В.И., Куклин А.Е., Яценко А.С. Генерационные характеристики и параметры плазмы сильноточных аргоновых лазеров. //Квантовая электроника, 1989. т.16, 2207-2215.

10. Голдина Н.Д. Зеркала мощных аргоновых лазеров УФ-диапазона. //Автометрия, 1991, №5, С.108-110.

11. Голдина Н.Д., Ильич А.А., Матюгин Ю.А., Вазенмиллер Е.А. Селекция и перестройка частоты с помощью селективного отражателя в полупроводниковом лазере с внешним резонатором. //Тезисы конф. «Оптика лазеров», С-Петербург, 1993, с.213.

12. Вазенмиллер Е.А., Голдина Н.Д. Вращающаяся корректирующая маска для получения однородного по толщине покрытия в вакуумной установке. //Оптический журнал, 1994, №10, с.64-67.

13.Вазенмиллер Е.А., Голдина Н.Д. Вращающаяся корректирующая маска для получения однородного по толщине покрытия в вакуумной установке. //Тезисы Всес. симп.

«Прикладная оптика», С-Петербург, 1994, с.77.

14. Голдина Н.Д., Дычков А.С., Матюгин Ю.А. Synthesis of mirrors with constant phase shift between fundamental frequency and second harmonic in diode-pumped Nd:YAG laser. //Тезисы конф. «Оптика лазеров», 1995, р.107.

15. Голдина Н.Д. Просветляющие покрытия для нелинейных кристаллов. //Тезисы докладов 3-ей конференции «Лазерная физика и спектроскопия». Беларусь, Гродно, 1997, с.35-37.

16. Голдина Н.Д. Просветление нелинейных кристаллов для нескольких гармоник твердотельного лазера. //Автометрия, 1998, №3, с.94-98.

17. Голдина Н.Д. Металл - диэлектрические тонкопленочные фазосдвигающие устройства //Автометрия, 2000, №3, с.132 – 137.

18. Goldina N.D., Pestryakov E.V., Trunov V.I. Synthesis of dispersion-controlled mirror based on the semiconductor materials for near IR femtosecond lasers. //Доклад на 10-й международной конференции по оптике лазеров LO-2000, С-Петербург, июнь 2000.

19. Goldina N.D., PestryakovE.V., Trunov V.I. Synthesis of dispersion-controlled mirror based on the semiconductor materials for near IR femtosecond lasers. //Proc.SPIE, 2001, v.4352, p.48-51.

20. Goldina N.D., Trunov V.I., Pestryakov E.V. Broadband semiconductor saturable-absorber dispersion-controlled mirrors for mid-IR lasers. //Technical Digest XVII Inter.Conf. on Coherent and Nonlinear Optics, Minsk, ICONO-2001June 26 –July 1, 2001, p.81.

21. Goldina N.D., Trunov V.I., Pestryakov E.V. Broadband semiconductor saturable-absorber dispersion-controlled mirrors for mid-IR lasers. //Proc.SPIE, 2002, v.4751, p.567-571.

22. Goldina N.D., Trunov V.I. Dispersion-controlled mirrors in the visible. //Сборник трудов конференции «Фундаментальные проблемы оптики», С-Петербург, 14-17 окт.2002, с.26-23. Голдина Н.Д. Высокоотражающее дисперсионное зеркало с тонким просветляющимся поглотителем для фемтосекундных лазеров. //Автометрия, 2002, №1, с.81-87.

24. Goldina N.D. Diode-sputtering: efficient technology for the production of laser coatings.

//Technical digest conference ICO-XIX, Florence, Italy, 26-30 aug. 2002, p.703-704.

25. Голдина Н.Д. Нанесение покрытий для лазерной оптики с помощью ионно-плазменного метода. //Оптический журнал, 2003, т.70, №3, с.76-26. Голдина Н.Д. Линейный пространственный сдвиг спектральных компонент в отраженном свете. //Труды 3-ей международной конференции «Фундаментальные проблемы оптики», С-Петербург, окт.2004, с.127-128.

27. Голдина Н.Д. Линейный пространственный сдвиг спектральных компонент в отраженном свете. //Оптика и спектр., 2005, т.98, №4, с.647-652.

28. Голдина Н.Д. Всенаправленное высокое отражение от многослойных диэлектрических структур. //Оптика и спектр., 2006, т.101, №3, с. 490-496.

29. Голдина Н.Д. Многослойные фильтры с тонкими поглощающими пленками. //Доклад на 7-ой международной конференции «Прикладная оптика-2006», 16-20 окт. 2006, СПетербург. Сб. трудов, т.2, с. 100-103.

30. Голдина Н.Д. Дисперсионные свойства узкополосных металл - диэлектрических фильтров. //Оптический журнал, 2007, т.74, №6, с.76-80.

31. Голдина Н.Д. Металлодиэлектрические фильтры в проходящем свете. //Автометрия, 2008, т.44, №2, с. 107-112.

32. Голдина Н.Д. Biosensor by using FTIR. //Technical Digest 5th International Symposium "Modern problems of laser physics" MPLP'08, Novosibirsk, p.202.

33. Голдина Н.Д. Угловые характеристики тонких металлических пленок при НПВО. //Труды межд. конф. "Прикладная оптика-08", С-Петербург, т.2, с.175-178.

34. Голдина Н.Д. Нарушенное полное внутреннее отражение от тонкослойных структур с металлической пленкой. //Опт. и спектр., 2009, т.106, №5, с.829-833.

35. Голдина Н.Д. Расчет коэффициента отражения металл - диэлектрических структур при нарушенном полном внутреннем отражении. //Автометрия, 2009, т.45, №6, с.99-104.

36. Голдина Н.Д., Терентьев В.С. Синтез металл - диэлектрических структур в условиях нарушенного полного внутреннего отражения. //Труды межд. конф.

"Прикладная оптика-10", С-Петербург, т.2, с.174-176.







© 2011 www.dissers.ru - «Бесплатная электронная библиотека»

Материалы этого сайта размещены для ознакомления, все права принадлежат их авторам.
Если Вы не согласны с тем, что Ваш материал размещён на этом сайте, пожалуйста, напишите нам, мы в течении 1-2 рабочих дней удалим его.