materiały elektroniczne 2007, t

Transkrypt

MATERIAŁY ELEKTRONICZNE 2007, T.35/ Nr 1
EPITAKSJA Z FAZY CIEKŁEJ STRUKTUR MIKROLASEROWYCH
Cr,Mg:YAG/Yb:YAG
Jerzy Sarnecki, K. Kopczyński
W procesie epitaksji z roztworu wysokotemperaturowego otrzymano struktury
Cr,Mg:YAG/Yb:YAG mogące stanowić materiał wyjściowy do wytworzenia monolitycznych
mikrolaserów impulsowych z pasywną modulacją dobroci rezonatora wzbudzanych diodami
półprzewodnikowymi. Określono wpływ stężenia Cr2O3 w roztworze na wielkość absorpcji
optycznej warstw oraz niedopasowanie sieciowe warstw i podłoża. Pomiary transmitancji
optycznej struktur epitaksjalnych w funkcji gęstości energii wiązki promieniowania o
długości fali 1064 nm wykazały, że współczynnik absorpcji warstw Cr,Mg:YAG jest
nieliniową funkcją gęstości energii wiązki, a tym samym warstwy te mogą pracować jako
absorbery pasywne.
LIQUID PHASE EPITAXY GROWTH OF Cr,Mg:YAG/Yb:YAG MICROLASER
STRUCTURES
Liquid phase epitaxy from high temperature solution was used to grow Cr,Mg:YAG/Yb:YAG
structures in order to prepare suitable material for diode-pumped passively Q-switched
microchip laser. The influence of Cr2O3 molar ratio in the melt on the optical absorption and
lattice mismatch between the film and substrate was determined. According to spectroscopic
and transmission saturation measurements we concluded that the Cr,Mg:YAG layers could be
used as a saturable absorber for microlaser operating near 1 µm.
ZAGADNIENIA OPTYMALIZACJI KONSTRUKCJI DOD LASEROWYCH DUŻEJ
MOCY
Andrzej Maląg
Artykuł zawiera skrótowy przegląd aktualnych osiągnięć w dziedzinie konstrukcji diod
laserowych (DL) dużej mocy. Zakres artykułu ograniczony został do zagadnień optymalizacji
heterostruktury ze względu na parametry, które wydają się najważniejsze dla przyrządów
dużej mocy takie, jak sprawność energetyczna (PCE), próg katastroficznej degradacji luster
(COD) i jakość emitowanej wiązki promieniowania (M2 i rozbieżność). Przedstawione wyniki
(przodujących instytutów i ITME) wskazują, że jednoczesna maksymalizacja wszystkich tych
parametrów jest bardzo trudna. Wyniki „rekordowe” są bardzo zróżnicowane ze względu na
długość fali i grupę materiałową (arsenki, fosforki).
HIGH POWER LASER DIODES – DESIGN OPTIMISATION ISSUES
Current achievements in the field of high-power laser diodes (LD) construction are briefly
presented. The scope has been limited to issues of heterostructure optimisation in terms of the
parameters the most important for high power devices, such as power conversion efficiency
(PCE), COD level and an emitted beam quality (M2 and divergence). Presented results (of
leading laboratories and ITME) indicate that simultaneous maximisation of these parameters
is very difficult. There is a wide diversity of the record-high attainments in terms of preferred
design solutions and due to different wavelengths and material systems.
DWUSZKLANE WŁÓKNA MIKROSTRUKTURALNE
Ireneusz Kujawa, Ryszard Stępień, Dariusz Pysz, Przemysław Szarniak, Andrzej Lechna,
Janusz Duszkiewicz, Krzysztof Haraśny, Irena Michalska
Periodyczny rozkład współczynnika załamania światła we włóknie fotonicznym PCF
(Photonic Crystal Fiber) uzyskuje się przez odpowiednie rozmieszczenie przestrzenne
obszarów z przynajmniej dwóch dielektryków – zwykle szkła i powietrza. Dwuszklane
włókna mikrostrukturalne są całkowicie szklanymi włóknami fotonicznymi, w przypadku
których rolę węzłów sieci dwuwymiarowego kryształu fotonicznego pełnią inkluzje ze szkła o
innym współczynniku załamania niż matryca włókna. Dzięki użyciu dwóch szkieł do
utworzenia struktury periodycznej możliwa jest na etapie wytwarzania ścisła kontrola
geometrii mikrostruktury kryształu. Umożliwia to uzyskanie światłowodu fotonicznego o
zamierzonych własnościach optycznych. W artykule zaprezentowano wykonane w wyniku
prac dwuszklane włókna fotoniczne oraz przedyskutowano ich potencjalne zastosowania.
MICROSTRUCTURAL TWO-GLASSES OPTICAL FIBERS
In the case of photonic crystal fibers using two or more multicomponent glasses in the
photonic structure allows to manipulate refractive index contrast which is not possible in
holey fibers. The all-solid holey fibers (SOHO) offer additional degree of freedom to the
designer for determination of dispersion than in case of air-holes PCFs. Moreover a
fabrication of all-solid PCFs allows for a better control of geometry and uniformity of the
cladding structure design. We report on fabrication of such fibers made of multicomponent
glasses. In the paper we also discuss possible future modifications of the structures and their
potential applications.
ZASTOSOWANIE KLEJÓW PRZEWODZĄCYCH W MIKROMONTAŻU
ELEKTRONICZNYM JAKO ALTERNATYWY DO POŁĄCZEŃ LUTOWANYCH
M. Słoma, Małgorzata Jakubowska, R. Jezior
Artykuł zawiera analizę istniejących rozwiązań zastosowania klejów przewodzących w
technologii montażu układów elektronicznych. Celem jego jest ukazanie zastosowań
kompozytów przewodzących w montażu mikroelektronicznym, jako alternatywy do połączeń
lutowanych. Dotychczas stosowane lutowia PbSn zawierające ołów są obecnie wypierane z
montażu elektronicznego wskutek obowiązywania dyrektywy RoHS (Restriction of
Hazardous
Substances),
wykluczającej
stosowanie
ołowiu,
kadmu,
rtęci
i sześciowartościowego chromu w podzespołach elektronicznych. Nowe, bezołowiowe
lutowia wymagają lutowania w wyższych temperaturach, co powoduje zwiększenie narażenia
montowanych elementów. Proponowane przez autorów zastosowanie klejów przewodzących
pozwoli na uniknięcie tego negatywnego zjawiska.
Przedstawiono opis i wyniki badań własnych, mających na celu porównanie parametrów
elektrycznych i mechanicznych złącz wykonanych z zastosowaniem klejów przewodzących
ze złączami wykonanymi tradycyjnymi metodami z zastosowaniem lutowia PbSn lub lutowia
bezołowiowego. Zaproponowana porównawcza metoda pomiaru parametrów elektrycznych i
mechanicznych mikropołączeń pozwala jednoznacznie ocenić stopień przydatności klejów
przewodzących w technologii montażu układów elektronicznych z kontaktami ukrytymi typu
Flip-Chip.
APPLICATION OF CONDUCTIVE ADHESIVES IN ELECTRONIC
MIKROASSEMBLY AS ALTERNATIVE TO SOLDER BONDINGS
Present article contains analysis of existing solutions for conductive adhesives application in
electronics products assembly. The goal is to introduce conductive adhesives as alternative to
solder technology in microelectronic assembly. Presently used PbSn solders containing lead
are forced to be removed from this branch of technology by RoHS directive which restricts
use of lead, mercury, cadmium and hexavalent chromium in electronics products. New, leadfree solders requires higher solder temperatures what leads to higher risk of damage to
soldered components. Application of conductive adhesives allows to avoid this types of risks.
This publication presents description and results of investigation, that have on purpose direct
comparison of electrical and mechanical parameters of joints fabricated from conductive
adhesives vs. PbSn and lead-free solder technology. Proposed comparative measurement
method of microjoints electrical and mechanical parameters allows explicitly evaluate
usefulness of conductive adhesives in Flip-Chip electronic assembly technology.
J.
K. Kopczyński
PLSarnecki,
ISSN 0209-0058
MATERIAŁY ELEKTRONICZNE
T. 35 - 2007 NR 1
EPITAKSJA Z FAZY CIEKŁEJ STRUKTUR
MIKROLASEROWYCH Cr,Mg:YAG/Yb:YAG
Jerzy Sarnecki1, Krzysztof Kopczyński2
W procesie epitaksji z roztworu wysokotemperaturowego otrzymano struktury Cr,Mg:
YAG/Yb:YAG mogące stanowić materiał wyjściowy do wytworzenia monolitycznych
mikrolaserów impulsowych z pasywną modulacją dobroci rezonatora wzbudzanych
diodami półprzewodnikowymi. Określono wpływ stężenia Cr2O3 w roztworze na
wielkość absorpcji optycznej warstw oraz niedopasowanie sieciowe warstw i podłoża.
Pomiary transmitancji optycznej struktur epitaksjalnych w funkcji gęstości energii
wiązki promieniowania o długości fali 1064 nm wykazały, że współczynnik absorpcji
warstw Cr,Mg:YAG jest nieliniową funkcją gęstości energii wiązki, a tym samym
warstwy te mogą pracować jako absorbery pasywne.
1. WPROWADZENIE
Ideę budowy mikrolasera zaproponowali po raz pierwszy w 1989 roku Zayhowski i Mooradian [1] oraz niezależnie Dixon i Jarman [2]. Interesującą klasę laserów
ciała stałego pompowanych diodami półprzewodnikowymi stanowią mikrolasery
z modulacją dobroci rezonatora.
Prostotą budowy wyrożniają się monolityczne mikrolasery z pasywną modulacją
dobroci rezonatora (passive Q-switching) [3]. Struktury takich mikrolaserów otrzymywane są za pomocą dwóch różnych metod – epitaksji i łączenia termicznego.
Pasywny modulator i ośrodek czynny tworzą jedną planarną strukturę. Dwa ośrodki:
Commissariat a l’Energie Atomique Laboratoire d’Electronique, de Technologie et
d’Instrumentation (CEA LETI Grenoble, Francja) oraz Massachusetts Institute of
Technology, Lincoln Lab. (Lexington,USA) opanowały w połowie lat dziewięćdziesiątych technologie wykonywania tego typu mikrolaserów. W rozwiązaniu stosowanym przez LETI pasywny modulator stanowi cienka warstwa Cr4+:YAG naniesiona w
procesie wzrostu epitaksjalnego, bezpośrednio na materiale czynnym Nd3+:YAG.
1
2
Instytut Technologii Materiałów Elektronicznych, ul. Wólczyńska 133, 01-919 Warszawa,
e-mail: [email protected]
Instytut Optoelektroniki WAT, 01-908 Warszawa, ul. Kaliskiego 2, e-mail: kkopczynski@wat.
edu.pl
5
Epitaksja z fazy ciekłej struktur mikrolaserowych Cr,Mg:YAG/Yb:YAG
W krysztale Cr4+:YAG w procesie modulacji wykorzystane jest zjawisko nieliniowej zależności absorpcji od intensywności padającego promieniowania, czyli
zjawisko znane również jako prześwietlanie absorbera (ang. bleaching effect). Modulator pasywny nie wymaga zewnętrznego sterowania czy zasilania. Połączenie
tych cech z zaletami planarnego układu modulator - ośrodek czynny daje w efekcie
strukturę laserową umożliwiającą zwartą konstrukcję mikrolasera integrującego
w jednej obudowie również pompującą diodę laserową [4-7].
W ITME opracowano technologię wzrostu warstw Cr,Mg:YAG zawierających
w pozycjach tetraedrycznych jony Cr4+ i wytworzono epitakasjalne struktury mikrolaserowe Nd3+:YAG/Cr4+:YAG, z wykorzystaniem których uzyskano w Instytucie Optoelektroniki WAT w warunkach laboratoryjnych stabilną generację ciągu
monoimpulsów laserowych (λ =1064 nm) o czasie trwania kilku ns, energii ≤ 5 μJ
i częstotliwościach repetycji w zakresie od kilku do kilkunastu kHz [8-9].
Prezentowane obecnie wyniki pomiarów współczynnika absorpcji i zmian stałej
sieci warstw Cr,Mg:YAG w funkcji stężenia Cr2O3 w roztworze wysokotemperaturowym uzupełniają wcześniejsze badania dotyczące wpływu jonów Cr4+ usytuowanych
w położeniach tetraedrycznych na zjawisko absorpcji w warstwach epitaksjalnych
Cr,Mg:YAG, wpływu koncentracji jonów Mg2+ będących domieszką kompensującą
ładunek na zmianę wartościowości jonów chromu i na skuteczność procesu termicznego generowania centrów Cr4+ w warstwach Cr,Mg:YAG [10].
Większość prac dotyczących mikrolaserów z pasywną modulacją dobroci rezonatora została zrealizowana dla ośrodków czynnych domieszkowanych jonami
Nd3+ (YAG, YVO4, itd.) z wykorzystaniem nieliniowego absorbera jakim jest kryształ
Cr4+:YAG.
Kryształem konkurencyjnym w stosunku do klasycznego już materiału laserowego, jakim jest kryształ Nd:YAG, okazał się intensywnie badany w ostatnich latach
kryształ granatu itrowo-glinowego aktywowany jonami Yb3+ emitujący promieniowanie o długości fali 1030 nm.
Pomyślne wyniki prób generacji ciągu impulsów z zastosowaniem objętościowego
modulatora pasywnego Cr4+:YAG w układzie z objętościowym kryształem laserowym
Yb:YAG [11-12], informacje o mikrolaserach Yb,Cr:YAG wykorzystujących efekt
określany terminem self Q-switching [13] i o mikrolaserach Yb:YAG z półprzewodnikowym modulatorem pasywnym typu SESAM [14] spowodowały podjęcie w ITME
prac dotyczących wzrostu epitaksjalnego struktur Yb3+:YAG/Cr4+:YAG.
Jesienią 2006 roku ukazała się praca poświęcona zastosowaniu ceramiki
laserowej i wykorzystaniu techniki łączenia termicznego w technologii mikrolaserów
z pasywną modulacją dobroci rezonatora [15]. Mikrolaser ceramiczny Yb:YAG/Cr4+:
YAG pompowany diodą laserową InGaAs umożliwił generację ciągu impulsów
(λ = 1030 nm) o energii do 30 μJ, czasie trwania kilkuset ps i częstotliwości repetycji
do 12 kHz [15]. Dla mikrolasera skonstruowanego z wykorzystaniem ceramicznej
struktury Yb:YAG/Cr4+:YAG uzyskano impulsy o porównywalnych wartościach
6
J. Sarnecki, K. Kopczyński
czasu trwania, energii oraz częstotliwości repetycji w stosunku do typowych wartości
cechujących mikrolasery Nd:YAG/Cr4+:YAG [16].
Celem badań, których wyniki przedstawiamy, jest próba odpowiedzi na
pytanie: czy metoda epitaksji z fazy ciekłej umożliwia otrzymanie struktur
epitaksjalnych Yb:YAG/Cr4+:YAG o właściwościach wskazujących na możliwość
zastosowania takich struktur w technologii mikrolaserów z pasywną modulacją
dobroci rezonatora pracujących na długości fali 1030 nm i pobudzanych diodami
półprzewodnikowymi.
Należy zaznaczyć, że struktury epitaksjalne Yb:YAG/Cr4+:YAG otrzymano po
raz pierwszy. W literaturze przedmiotu brak jest na ten temat doniesień.
2. KRYSZTAŁ LASEROWY YB3+:YAG
Struktura poziomów energetycznych jonów Yb3+ jest prosta i składa się z dwóch
poziomów 2F7/2 i 2F5/2. Taki charakter struktury elektronowej jonów Yb3+ uniemożliwia występowanie procesu konwersji promieniowania na drodze absoprcji ze stanu
wzbudzonego ESA (ang. Excited State Absorption) i zapobiega szkodliwemu procesowi relaksacji skrośnej prowadzącemu w efekcie do tak zwanego koncentracyjnego
wygaszania fluorescencji [17].
Te charakterystyczne cechy jonu Yb3+ mogą decydować o jego przewadze w
stosunku do jonu Nd3+ w układach laserowych. Z układu poziomów energetycznych
jonu Yb3+ w krysztale YAG wynika, że długość fali promieniowania pompującego
λp jest bliższa długości fali generowanego promieniowania λg (λp/λg = 0,91) niż
w przypadku jonu Nd3+ (λp/λg = 0,76). Mniejsza dla jonu Yb3+ różnica energii promieniowania pompującego i generowanego prowadzi do mniejszego obciążenia termicznego kryształu laserowego. Pięciokrotnie szersze, w stosunku do jonu Nd3+, pasmo
absorpcji jonu Yb3+ w YAG sprzyja bardziej efektywnej absorpcji promieniowania
pompy. Metastabilny poziom laserowy 2F5/2 jonu Yb3+ o czasie życia ~1,2 ms jest
wzbudzany bezpośrednio. W wyniku długiego czasu życia wzbudzonego poziomu
2
F5/2 możliwa jest generacja impulsów o relatywnie wysokiej mocy szczytowej. Ta
cecha w połączeniu z wysokim poziomem domieszkowania czyni kryształ Yb:YAG
idealnym kandydatem na pompowane diodowo mikrolasery emitujące promieniowanie w paśmie 1030 nm, czyli w zakresie, w jakim absorber nieliniowy Cr4+:YAG
pracuje w charakterze modulatora pasywnego. Istotną wadą jonu Yb3+ w krysztale
YAG jest trójpoziomowy schemat generacji i mała różnica energii rozszczepionych
poziomów stanu podstawowego. Energia niższego poziomu laserowego jonu iterbu
jest niska i wynosi 612 cm -1, co sprzyja cieplnemu obsadzaniu tego poziomu powodując niekorzystne podwyższenie wartości progu wzbudzenia. Mankament ten
powoduje konieczność zwiększenia gęstości mocy pompy i równoczesnego chłodzenia kryształu laserowego[17].
7
Widma absorpcyjne kryształów Yb:YAG o różnej koncentracji jonów Yb3+ wyhodowanych w Zakładzie Kryształów Tlenkowych ITME przedstawiono na Rys. 1.
Dwustronnie polerowane płytki wykonane z tych kryształów posłużyły jako podłoża
przy epitaksji struktur Cr,Mg:YAG/Yb3+:YAG.
Rys.1. Widmo absorpcyjne kryształów Yb:YAG o różnej koncentrali Yb3+.
Fig.1. Absorption spectra of Yb:YAG crystals for different Yb3+ ions concentrations.
3. EPITAKSJA STRUKTUR Cr,Mg:YAG/Yb3+:YAG
Wzrost warstw granatów w procesie epitaksji z fazy ciekłej zachodzi z przechłodzonego roztworu wysokotemperaturowego. Fazę granatu Cr,Mg:YAG tworzą tlenki
Al2O3, Y2O3, Cr2O3 i MgO rozpuszczone w topniku PbO – B2O3. Proces epitaksji
odbywa się warunkach izotermicznych metodą zanurzeniową. W pracach (9-10)
określono składy wyjściowe i parametry epitaksjalnego wzrostu warstw Cr,Mg:YAG.
Obecnie wykorzystano wyniki tych badań, osadzając na podłożach YAG warstwy o
wyższej koncentracji jonów chromu, a w dalszej kolejności na podłożach Yb:YAG
warstwy Cr,Mg:YAG o absorpcji nieliniowej w zakresie 800 –1200 nm, w których
wartość współczynnika absorpcji α dla promieniowania lasera Yb:YAG o długości
fali 1030 nm dochodzi do ~ 20 cm-1.
Procesy epitaksji przeprowadzono w stanowisku LPE zaprojektowanym, skonstruowanym i uruchomionym w ITME. Przebieg procesu epitaksji z fazy ciekłej
warstw granatów w warunkach izotermicznych, metodą zanurzeniową z poziomo
mocowanym podłożem obracającym się ruchem rewersyjnym wraz z opisem działania laboratoryjnego urządzenia do epitaksji przedstawiono w publikacjach [18-19]. Wzrost warstw epitaksjalnych zachodził w grubościennym tyglu PtIr2%2N5
o wysokości 75 mm, średnicy 50 mm i pojemności 150 ml. Masa typowego wsadu
8
zajmującego po przetopieniu ~ 50% objętości tygla wynosiła ~ 600 g. Podłoża mocowano w uchwycie z 3 drutów PtIr20% (Φ = 2 mm) przymocowanym do alundowej rurki o średnicy 16 mm związanej przez uchwyt umożliwiający jej centrowanie
z wrzecionem mechanizmu obrotowego.
Przy epitaksji struktur mikrolaserowych Cr,Mg:YAG/Yb:YAG jako aktywne
podłoże stosowano dwustronnie polerowane płytki o grubości od 1,5 mm do 2,5 mm
wycięte z monokryształów Yb:YAG o orientacji < 111 > (Rys. 6). Grubość płytek
zależała od koncentracji w nich jonów Yb3+. Otrzymano struktury Cr,Mg:YAG/Yb:
YAG z dwustronnie osadzonymi warstwami o grubości od 55 do 70 μm.
4. CHARAKTERYZACJA STRUKTUR EPITAKSJALNYCH
Struktury epitaksjalne scharakteryzowano korzystając z wysokorozdzielczej
dyfraktometrii rentgenowskiej oraz badań spektroskopowych.
4.1. POMIARY DYFRAKTOMETRYCZNE
Do oceny jakości strukturalnej warstw i wyznaczenia względnego niedopasowania
stałych sieci warstwy aF i podłoża aS zastosowano metodę wysokorozdzielczej
dyfraktometrii rentgenowskiej [20]. Ze względnego niedopasowania zdefiniowanego
jako: Δa/aS = (aS – aF)/aS można wyliczyć Δa dla warstw o różnej koncentracji jonów
chromu i magnezu. Niedopasowanie stałych sieci podłoża YAG i warstwy informuje
o wpływie domieszkowania na stałą sieci warstwy. Ze wzrostem w warstwach Cr,Mg:
YAG koncentracji jonów chromu i dla wyjściowego stosunku stężeń Cr2O3/MgO =
2 ÷ 4 otrzymywano warstwy z rosnącą wartością stałej sieci. Dokładne dopasowanie
stałych sieci YAG i warstwy epitaksjalnej Cr,Mg:YAG zaobserwowano dla warstw
otrzymanych ze składu wyjściowego, w którym ułamek molowy Cr2O3 wynosi 0,025
i dla stężenia Cr2O3 czterokrotnie większego od stężenia MgO. Należy pamiętać,
że wartość stałej sieci warstwy epitaksjalnej YAG osadzonej w procesie LPE jest
mniejsza od wartości stałej sieci monokryształu YAG o ~ 2,5x10-3 Å [10,20]. Na
Rys. 2 przedstawiono zmianę wartości różnicy stałych sieci warstwy i podłoża YAG
w zależności od ułamka molowego Cr2O3 w roztworze wysokotemperaturowym.
Z Rys. 2. wynika, że w przypadku nieobecności w składzie wyjściowym Cr2O3
i MgO wartość Δa dąży do ~ 2,5x10-3 Å. Dyfraktogram struktur epitaksjalnych
Cr,Mg:YAG/YAG otrzymanych odpowiednio ze składów Cr,Mg:YAG_21(aS = aF) i
Cr,Mg:YAG_28 (aS < aF) ilustruje Rys. 3.
Wyznaczone z pomiarów dyfraktometrycznych odległości kątowe pików Δθ444,
względne niedopasowanie Δa/aS oraz różnica stałych sieci warstwy i podłoża Δa w
strukturach epitaksjalnych Cr,Mg:YAG/YAG zestawiono w Tab. 1. Wartości względnego niedopasowania Δa/aS nie były przeliczane dla stanu bez naprężeń. Dla struktur
9
mikrolaserowych Cr,Mg:YAG/Yb:YAG nie przeprowadzono pomiarów dyfraktometrycznych ze względu na zbyt dużą absorpcję promieniowania rentgenowskiego,
spowodowaną znaczną grubością warstw epitaksjalnych powyżej 50 μm.
Rys. 2. Różnica stałych sieci warstwy Cr,Mg:YAG i podłoża YAG w funkcji ułamka molowego Cr2O3 w składzie wyjściowym. Cr2O3/Σ oznacza ułamek molowy Cr2O3 w roztworze.
Fig.2. The difference between Cr,Mg:YAG film and YAG substrate lattice constant as a function of Cr2O3 mol fractions in the melt. Cr2O3/Σ denotes Cr2O3 mole fraction in the melt.
Rys. 3. Dyfraktogram struktur epitaksjalnych Cr,Mg:YAG/YAG otrzymanych przy różnej
zawartości Cr2O3 w roztworze.
Fig. 3. X-ray diffraction patterns of Cr,Mg:YAG/YAG epitaxial structures for various Cr2O3
mole fractions in the solution.
10
Tabela 1. Wyniki pomiarów niedopasowania stałych sieci w strukturach epitaksjalnych
Cr,Mg:YAG/ YAG, gdzie ∆θ = θS - θF i ∆a = aS - aF oraz Cr2O3/Σ oznacza ułamek molowy
Cr2O3 w roztworze wysokotemperaturowym.
Table 1. Table 1. Lattice misfit measurement results for Cr,Mg:YAG/YAG epitaxial structures, where ∆θ = θS - θF , ∆a = aS - aF and Cr2O3/Σ denotes Cr2O3 mole fraction in the high
temperature solution.
Cr2O3/Σ
Cr2O3/MgO
Nr warstwy
Cr,Mg:YAG_2
Cr,Mg:YAG_8
Cr,Mg:YAG_21
Cr,Mg:YAG_28
0,0033
5
0,0089
2,5
0,025
4
0,0345
4
Δθ [″]
Δa/a x 10-4
Δa x 10-3[Å]
- 17
1,68
2,07
- 11,8
1,16
1,4
0
0
0
- 10,8
-1,05
-1,26
Domieszkowanie jonami Yb3+ kryształu YAG powoduje zmniejszenie wartości
stałej sieci o ~ 0,18 % przy wzroście koncentracji tych jonów o 10 at. % [21]. Obliczone różnice stałych sieci warstw Cr,Mg:YAG_21 i Cr,Mg:YAG_28 oraz podłoża
Yb:YAG o koncentracji jonów iterbu w zakresie 5 – 15 at. % przedstawia Tab. 2.
Tabela 2. Różnica stałych sieci warstw Cr,Mg:YAG i podłoża Yb:YAG. NYb jest koncentracją jonów iterbu.
Table 2. Lattice constant difference between Cr,Mg:YAG film and Yb:YAG substrate.
NYb denotes the Yb3+ ions concentration.
NYb [at. %]
Δa [Å]
Cr,Mg:YAG_21
Δa [Å]
Cr,Mg:YAG_28
5
- 0,0108
- 0,012
7,5
- 0,0162
- 0,0174
10
- 0,0216
- 0,0228
15
- 0,0324
- 0,0336
Oszacowane wartości niedopasowania przekraczają dla koncentracji jonów Yb3+
w podłożu wynoszącej 15 at. % największą stwierdzoną doświadczalnie dla warstw
granatów wartość Δa = - 0,028 Å[10]. Wzrost warstw o grubości kilkudziesięciu
mikrometrów na podłożach Yb:YAG (10 at. %) a tym bardziej Yb:YAG(15 at. %)
można określić terminem faceting growth Dopasowanie stałych sieci warstw i pod11
łoża Yb:YAG będzie możliwe, podobnie jak w przypadku warstw falowodowych,
dzięki wprowadzeniu do warstw Cr,Mg:YAG jonów Lu3+.
4.2. WIDMA ABSORPCYJNEI WARSTW EPITAKSJALNYCH
Cr,Mg:YAG I STRUKTUR Cr,Mg:YAG/Yb:YAG
W krysztale YAG domieszkowanym czterowartościowymi jonami chromu obserwuje się szerokie pasmo absorpcji nieliniowej 800 – 1200 nm, w którym może
zachodzić zjawisko prześwietlania, czyli wzrostu transmisji pod wpływem laserowego promieniowania o dużej intensywności. Efekt prześwietlania pozwala na
zastosowanie kryształu Cr4+:YAG jako pasywnego przełącznika dobroci rezonatora
w układzie lasera z ośrodkami czynnymi domieszkowanymi jonami Nd3+. Wartość
współczynnika absorpcji kryształu Cr4+:YAG w paśmie 800 – 1200 nm zależy od
koncentracji jonów Cr4+ w pozycjach tetraedrycznych.
W granacie itrowo-glinowym jony chromu, które podstawiają jony Al3+ w pozycjach oktaedrycznych, są jonami trójwartościowymi. Wymagana zmiana wartościowości jonów chromu (do np. 4+) może być uzyskana przez wprowadzenie do
kryształu jonów Me2+ = Mg2+ lub Ca2+ kompensujących ładunek. Wybór magnezu
wynikał z mniejszego promienia jonowego magnezu w porównaniu z jonami wapnia
[22].
Widmo absorpcyjne warstwy monokrystalicznej Cr,Mg:YAG otrzymanej według
technologii opracowanej w Zakładzie Epitaksji ITME ilustruje Rys. 4. W widmie
warstwy można wyodrębnić pasma charakterystyczne dla szeregu przejść jonów
Cr3+ i Cr4+ z koordynacją 6 w pozycjach oktaedrycznych oraz istotne z punktu rozpatrywanych zagadnień pasma związane z jonami Cr4+ z koordynacją 4 usytuowane
w pozycjach tetraedrycznych.
Rys.4. Widmo absorpcyjne warstw epitaksjalnych Cr,Mg:YAG.
Fig.4. Absorption spectrum of Cr,Mg:YAG epitaxial layers.
12
Do wyznaczenia widm absorpcyjnych warstw epitaksjalnych posłużyły wyniki
pomiarów transmisji struktur epitaksjalnych i płytek podłożowych YAG. Wartość
współczynnika absorpcji obliczono korzystając z zależności :
af = [ln(Tf-1) – ln(Ts-1)]/df
(1)
gdzie: αf jest współczynnikiem absorpcji warstwy epitaksjalnej, Tf i Ts są wartościami
transmitancji struktury epitaksjalnej i podłoża oraz df jest grubością warstwy.
Widma transmitancji zmierzono za pomocą spektrofotometru PERKIN-ELMER
LAMBDA 900. Pomiary widm transmitancji struktur epitaksjalnych przeprowadzono
w zakresie widmowym 200 – 3300 nm z rozdzielczością 0,5 nm, zmieniając długość
fali z krokiem 1 nm.
Na Rys. 5 przedstawiono wpływ stężenia Cr2O3 w roztworze wysokotemperaturowym na wartość współczynnika absorpcji warstw dla promieniowania o długości
fali λ = 1064 nm. Ułamek molowy Cr2O3 w roztworze oznaczono jako Cr2O3/Σ,
natomiast stosunek ułamków molowych Cr2O3 do MgO, jako Cr/Mg.
Rys. 5. Współczynnik absorpcji warstw Cr,Mg: YAG dla λ = 1064 nm w funkcji ułamka molowego Cr2O3 w roztworze. Stosunek stężeń wyjściowych Cr2O3 i MgO oznaczono jako Cr/Mg.
Fig. 5. Absorption coefficient of Cr,Mg:YAG layers for λ = 1064 nmas a function of Cr2O3 mol
fractions in the melt, where Cr/Mg denotes the mole concentration ratio of Cr2O3 to MgO.
Zdjęcia struktur epitaksjalnych i płytki podłożowej Yb:YAG (15 at. %) przedstawiono na Rys. 6. Grubości dwustronnie osadzonych warstw Cr,Mg:YAG w strukturach B, C, D i E wynoszą odpowiednio: 15 μm, 67 μm, 68 μm i 55 μm. Widmo
transmisyjne struktury mikrolaserowej Cr,Mg:YAG/Yb:YAG ilustruje Rys. 7. Na Rys.
8. przedstawiono widmo absorpcyjne struktury mikrolaserowej Cr,Mg:YAG/Yb:YAG.
W pracach dotyczących technologii i charakteryzacji otrzymanych w ITME struktur
mikrolaserowych Cr4+:YAG/Nd:YAG wyznaczono wartość przekroju czynnego na
13
Rys. 6. Zdjęcia struktur epitaksjalnych i podłoża Yb:YAG, gdzie A – Yb:YAG(15 at.%),
B – Cr,Mg:YAG/YAG, C – Cr,Mg:YAG/Yb:YAG(15 at.%), D – Cr,Mg:YAG/Yb:YAG(5 at.%),
E – Cr,Mg:YAG/Yb:YAG(10 at. %).
Fig. 6. Epitaxial structures and Yb:YAG polished substrate, where A – Yb:YAG(15 at.%),
B – Cr,Mg:YAG/YAG, C – Cr,Mg:YAG/Yb:YAG(15 at.%), D – Cr,Mg:YAG/Yb:YAG(5 at.%),
E – Cr,Mg:YAG/Yb:YAG(10 at. %).
Rys. 7. Widmo transmisyjne struktury epitaksjalnej Cr,Mg:YAG/Yb:YAG.
Fig. 7. Transmission spectrum of Cr,Mg:YAG/Yb:YAG epitaxial structure.
absorpcję ze stanu podstawowego σGSA, która dla długości fali 1064 nm wyniosła
3,2 x 10-18 cm2 [9-10]. Znajomość wartości σGSA umożliwiła oszacowanie w warstwach
koncentracji jonów Cr4+ w pozycjach tetraedrycznych NCr z zależności:
σGSA = α/NCr
14
Rys. 8. Widmo abssorpcyjne epitaksjalnej struktury mikrolaserowej Cr,Mg:YAG/Yb:YAG.
Fig. 8. Absorption spectrum of Cr,Mg:YAG/Yb:YAG microlaser epitaxial structure.
Wyniki zostały zawarte wTab. 3.
Tabela 3. Obliczona dla warstw Cr,Mg:YAG koncentracja jonów Cr4+ w pozycjach tetraedrycznych w zależności od ułamka molowego Cr2O3 w roztworze wysokotemperaturowym.
Table 3. Calculated concentration of tetrahedrally coordinated Cr4+ ions in Cr,Mg:YAG
epitaxial layers as a function of Cr2O3 mole fraction in the high temperature solution.
Nr
Cr2O3/Σ
NCr x1018 [cm-3]
1
2
3
4
0,024
0,025
0,0345
0,05
2,4
2,5
5,1
6,5
Koncentracje jonów Cr4+ zamieszczone w Tab. 3 są o rząd większe niż w typowych, stosowanych w układach laserowych monokrystalicznych modulatorach
objętościowych Cr4+:YAG. Wysoka koncentracja centrów Cr4+ w pozycjach tetra-
15
edrycznych pozwala zmniejszyć wymaganą grubość warstw absorbera pasywnego
do kilkudziesięciu mikrometrów, a tym samym ograniczyć czas wzrostu warstw.
4.3. POMIARY DYNAMIKI PRZEŚWIETLANIA STRUKTUR Cr,Mg:
YAG/Yb:YAG
transmitancja
transmitancja
Podstawową właściwością materiałów przeznaczonych do pasywnej modulacji
rezonatorów laserów jest absorpcja nieliniowa, która polega na zmniejszeniu współczynnika absorpcji wraz ze wzrostem gęstości mocy padającego promieniowania.
Przeprowadzono pomiary zmian transmitancji próbek z warstwami epitaksjalnymi Cr,Mg:YAG w funkcji gęstości energii promieniowania o długości fali
1064 nm. W układzie pomiarowym zastosowano laser monoimpulsowy CDDN-Zs9a
generujący impulsy o energii 20 mJ i czasie trwania 7 ns. Gęstość energii impulsu
diagnostycznego zmieniano w zakresie 0.001 J/cm2÷1.5 J/cm2. Badania przeprowadzono dla struktur Cr,Mg:YAG/Yb:YAG/ Cr,Mg:YAG z wytworzonymi warstwami
epitaksjalnymi nieliniowego absorbera z obydwu stron płytki ośrodka czynnego,
a także dla struktur Cr,Mg:YAG/Yb:YAG z warstwą nieliniowego absorbera z jednej
Rys. 9. Zależność transmitanji struktur Cr,Mg:YAG/Yb:YAG od gęstości energii wiązki
promieniowania o długości fali 1064 nm.
Fig. 9. Transmitance versus energy density of radiation at wavelength 1064 nm for Cr,Mg:
YAG/Yb:YAG microlaser structure.
strony ośrodka czynnego. Na Rys. 9 przedstawiono wyniki pomiaru zmian transmisji
w funkcji gęstości energii promieniowania o długości fali 1064 nm uzyskane dla
struktur epitaksjalnych Cr,Mg:YAG/Yb:YAG.
Wyniki pomiaru zależności transmitancji absorbera w funkcji gęstości energii
T(E) można aproksymować zależnością Frantza-Nodvika [23]. Wyznaczenie wartości przekroju czynnego dla nieliniowego absorbera nie wykazującego absorpcji ze
stanów wzbudzonych polega na porównaniu wyników pomiarów jego nieliniowej
16
transmisji (zależność T(E)) z określoną formułą. Dla zadanej wartości początkowej
transmisji nieliniowego absorbera istnieje tylko jedna wartość absorpcyjnego przekroju czynnego (a tym samym energii nasycenia), która dobrze aproksymuje wyniki
pomiarów transmitancji nieliniowej. Wyniki pomiarowe wskazują, że w strukturach
Cr,Mg:YAG/Yb:YAG warstwa epitaksjalna zawierająca jony Cr4+ jest nieliniowym
absorberem wykazującym absorpcję ze stanów wzbudzonych. W tym przypadku
obraz propagacji promieniowania w absorberze nieliniowym zmienia się zasadniczo.
Analizę nieliniowego absorbera, który charakteryzuje dodatkowe pasmo absorpcyjne
(drugi poziom wzbudzony) o stosunkowo krótkim czasie życia, przy założeniu, że
podstawowe pasmo absorpcyjne (pierwszy poziom wzbudzony) jest długożyciowe,
można przeprowadzić analogicznie jak autorzy pracy [24]. Zmianę gęstości energii
impulsu w nieliniowym absorberze opisuje następujące równanie [24]:
⎧⎪⎛ σ ⎞ ⎡
dE
⎛ σ E ⎞⎤ σ E ⎫⎪
= −hνN 0 ⎨⎜⎜1 − 2 ⎟⎟ ⎢1 − exp⎜ − 1 ⎟⎥ + 2 ⎬ − αE
dz
⎪⎩⎝ σ 1 ⎠ ⎣
⎝ hν ⎠⎦ hν ⎪⎭
(2)
gdzie: E - gęstość energii promieniowania, hν - energia fotonu,
N0 - całkowita koncentracja centrów absorbujących, N0= N1+ N2,
N1 - obsadzenie pierwszego poziomu wzbudzonego,
N2 - obsadzenie drugiego poziomu wzbudzonego,
σ1≡σGSA - absorpcyjny przekrój czynny dla przejść z poziomu podstawowego,
σ2≡σESA - absorpcyjny przekrój czynny dla przejść z poziomu wzbudzonego,
α - współczynnik strat rozproszeniowych (nierezonansowych).
Analizę parametrów spektroskopowych absorberów nieliniowych opisywanych
równaniem różniczkowym (2) przeprowadza się metodą optymalizacji nieliniowej
z ograniczeniami, rozwiązując zagadnienie odwrotne polegające na wyznaczeniu
stałych materiałowych nieliniowego absorbera, takich jak absorpcyjne przekroje
czynne σGSA i σESA, koncentracja centrów absorpcyjnych N0 i straty rozproszeniowe
α na podstawie doświadczalnej zależności transmisji absorbera w funkcji gęstości
energii padającego promieniowania.
Najlepszą zgodność z wynikami pomiarów zmian transmisji dla struktur
Cr,Mg:YAG/YAG wytworzonych w ITME otrzymano dla wartości absorpcyjnego
przekroju czynnego σGSA, która dla długości fali 1064 nm wynosi 3,2 x 10-18 cm-2[8-10].
Otrzymane warstwy Cr,Mg:YAG cechuje słabsza absorpcja ze stanów wzbudzonych
w porównaniu z monokryształami Cr4+:YAG, o czym świadczy wysoka wartość stosunku
σGSA/ σESA > 10 [8-10].
17
5. PODSUMOWANIE
W procesie epitaksji z fazy ciekłej otrzymano struktury Cr,Mg:YAG/Yb:YAG o
dobrej perfekcji strukturalnej i wysokiej jakości optycznej. Zaobserwowane widma
absorpcyjne świadczą o obecności w warstwach Cr,Mg:YAG jonów Cr4+ usytuowanych w pozycjach tetraedrycznych. Koncentracja jonów Cr4+ o liczbie koordynacyjnej
4 osiąga wartość ~ 5x1018 cm-3 jest prawie dziesięciokrotnie większą niż w typowych
modulatorach objętościowych Cr4+:YAG . Pomiary dynamiki prześwietlania struktury Cr,Mg:YAG/Yb:YAG (5 at.%) dla długości fali 1064 nm wykazały nieliniowy
charakter współczynnika absorpcji warstwy Cr,Mg:YAG. Wynik ten wskazuje na
możliwość wykorzystania warstw Cr,Mg:YAG jako absorberów pasywnych w strukturach mikrolaserowych.
Dane literaturowe wskazują, że dla kryształu Yb3+:YAG pracującego z pasywnym
modulatorem Cr4+:YAG, czy to w układzie otwartego rezonatora, czy jako łączonej
termicznie struktury, najkorzystniejsze parametry generowanych impulsów uzyskać
można dla koncentracji jonów Cr4+ w położeniach tetraedrycznych wynoszącej
~ 1018 cm-3 oraz koncentracji jonów Yb3+ mieszczącej się w zakresie od kilku do
kilkunastu at.% [11-12], czyli dla koncentracji właściwych dla otrzymanych struktur
Yb:YAG/ Cr,Mg:YAG.
Pomiary charakterystyk generacyjnych struktur epitaksjalnych Yb:YAG/Cr4+:
YAG zostaną wkrótce przeprowadzone w Laboratorium Mikrolaserów Instytutu
Optoelektroniki WAT.
PODZIĘKOWANIA
Autorzy pragną podziękować mgr Krystynie Mazur za przeprowadzenie badań struktur
epitaksjalnych metodą wysokorozdzielczej dyfraktometrii rentgenowskiej.
BIBLIOGRAFIA
[1] Zayhowski J.J., Mooradian A.: Single frequency microchip Nd lasers, Opt. Lett.,14
(1989) 24-26
[2] Dixon G.J., Jarman R.H.: Properties of miniature lithium neodymium tetraphosphate
microlasers with high intensity IR pumping, CLEO 89, Tech.Digest, TUJ62
[3] Zayhowski J. J.: Q-switched operation of microchip lasers, Opt.Lett., 16 (1991),
575-577
[4] Molva E.: Microchip lasers, MST News 20/97 (1997) 26–28
[5] Molva E.: Microchip lasers and their applications in optical microsystems, Opt. Mat.,
11 (1999) 289 – 299
[6] Zayhowski J.J.: Microchip lasers create light in small spaces, Laser Focus World,
(1996) 73- 78
18
[7]
Zayhowski J.J., Dill III C., Cook C., Daneu J. L.: Mid- and High – Power Passively Q
– Switched Microchip Lasers, OSA TOPS 26 Advanced Solid - State Lasers, (1999)
178 – 186
[8] Sarnecki J., Kopczyński K., Mierczyk Z., Skwarcz J., Młyńczak J.: Struktury epitaksjalne do mikrolaserów z pasywną modulacją dobroci rezonatora, Elektronika, XLVI
2-3 (2005) 71-72
[9] Kopczyński K., Sarnecki J., Młyńczak J., Mierczyk Z., Skwarcz J.: Comparision of
technology and laser properties of epitaxially grown 1.06 μm and eye safe microchip
laser, Proceedings SPIE, 5958 (2005) 5958E1-5958E8
[10] Sarnecki J.: Otrzymywanie epitaksjalnych warstw granatów dla techniki laserowej,
Rozprawa doktorska, ITME 2005
[11] Kalisky Y., Labbe C., Waichman K., Kravchik L., Rachum U., Deng P., Xu J., Dong J.,
Chen W.: Passively Q-switched diode-pumped Yb:YAG laser using Cr4+-doped garnets,
Opt. Mat. 19 (2002) 403-413
[12] Dong J.: Numerical modelling of CW-pumped repetitively passively Q-switched Yb:
YAG lasers with Cr:YAG as saturable absorber, Opt. Comm., 226 (2003) 337-344
[13] Dong J., Shirakawa A., Huang S., Feng Y., Takaichi K., Musha M., Ueda K., Kaminskii
A.A.: Stable laser-diode pumped microchip sub-nanosecond Cr,Yb:YAG self-Q-switched laser, Laser Phys. Lett., 2 (2005) 387-391
[14] Spühler G.J., Paschotta R., Kullberg M.P., Graf M., Moser M., Mix E., Huber G.,
Harder C., Keller U.: A passively Q-switched Yb:YAG microchip laser, App. Phys. B
72 (2001) 285-287
[15] Dong J., Shirakawa A., Takaichi K., Ueda K., Yagui H., Yanagitani T. and. Kaminskii
A.A, All-ceramic passively Q-switched Yb:YAG/Cr4+:YAG microchip laser, Electronics
Letters, 42 (2006) 1154-1156
[16] Zayhowski J.J. and Wilson A.L Jr.: Pump-inducend bleaching of the saturable absorber
in short-pulse Nd:YAG/Cr4+:YAG passively Q-switched microchip laser, IEEE J. Quant.
Elect., 39 (2003), 1588-1593
[17] Weber M.J.: Handbook of lasers, CRC Press LLC 2001
[18] Sarnecki J., Malinowski M., Skwarcz J., Jabłoński R., Mazur K., Litwin D., Sass J.:
Liquid phase epitaxial growth and chracterization of Nd:YAG/YAG structures for thin
film lasers, Proceedings SPIE 4237 (2000) 5-11
[19] Sarnecki J.: Wzrost z fazy ciekłej i charakteryzacja laserowych struktur falowodowych
Nd:YAG/YAG, Materiały Elektroniczne, 30 (2002) 5-19
[20] Jabłoński R., Sarnecki J., Mazur K., Sass J., Skwarcz J.: ESR and X-ray diffration
measurements of Nd substituted yttrium aluminum garnet films, J.Alloys Comp., 300301 (2000) 316-321
[21] Xu X., Zhao Z.., Xu J.., Deng P.: Distribution of ytterbium in Yb:YAG crystals and
lattice parameters of crystals, J. Cryst. Growth, 255 (2003) 338-341
[22] Shannon R. D. and Prewitt C. T.: Effective Ionic Radii in Oxides and Fluorides, Acta
Cryst. B25 (1969) 925-946
19
[23] Frantz L.M. and Nodvik J.S.: Theory of pulse propagation in a laser amplifier,
J. Appl. Physics, 34, 8 (1963) 2346-2349
[24] Avizonis P. V. and Grotbeck R. L.: Experimental and theoretical ruby laser amplifier
dynamics, J. Appl. Physics, 37 (1966) 687- 693
SUMMARY
LIQUID PHASE EPITAXY GROWTH OF Cr,Mg:YAG/Yb:YAG
MICROLASER STRUCTURES
Liquid phase epitaxy from high temperature solution was used to grow Cr,Mg:
YAG/Yb:YAG structures in order to prepare suitable material for diode-pumped
passively Q-switched microchip laser. The influence of Cr2O3 molar ratio in the melt
on the optical absorption and lattice mismatch between the film and substrate was
determined. According to spectroscopic and transmission saturation measurements
we concluded that the Cr,Mg:YAG layers could be used as a saturable absorber for
microlaser operating near 1 μm.
20
PL Maląg
ISSN 0209-0058
A.
T. 35 - 2007 NR 1
ZAGADNIENIA OPTYMALIZACJI KONSTRUKCJI
DIOD LASEROWYCH DUŻEJ MOCY
Andrzej Maląg1
Artykuł zawiera skrótowy przegląd aktualnych osiągnięć w dziedzinie konstrukcji
diod laserowych (DL) dużej mocy. Zakres artykułu ograniczony został do zagadnień
optymalizacji heterostruktury ze względu na parametry, które wydają się najważniejsze dla przyrządów dużej mocy takie, jak sprawność energetyczna (PCE), próg
katastroficznej degradacji luster (COD) i jakość emitowanej wiązki promieniowania
(M2 i rozbieżność). Przedstawione wyniki (przodujących instytutów i ITME) wskazują,
że jednoczesna maksymalizacja wszystkich tych parametrów jest bardzo trudna. Wyniki
„rekordowe” są bardzo zróżnicowane ze względu na długość fali i grupę materiałową
(arsenki, fosforki).
1. WSTĘP – PODSTAWOWE CHARAKTERYSTYKI
Podstawowymi parametrami, których optymalizacja jest przedmiotem projektowania diod laserowych (DL) dużej mocy są:
• sprawność energetyczna – definiowana jako stosunek emitowanej mocy optycznej
do dostarczonej mocy elektrycznej PCE (power conversion efficiency) i związane
z nią parametry cieplne: T0 i T1 opisujące, odpowiednio, wzrost prądu progowego
(Ith) i spadek sprawności kwantowej η ze wzrostem temperatury. Parametry te
charakteryzują ilościowo spadek PCE ze wzrostem temperatury,
• próg katastroficznej degradacji luster – wyznaczający maksymalną użyteczną
moc optyczną dla danej konstrukcji DL oznaczany jako próg COD (catastrophic
optical damage),
• jakość emitowanej wiązki promieniowania - definiowana parametrem M2 i parametrem „jaskrawości” (brightness) B:
ωθ = M2 λ4/π ,
B = P/(AΩ) ≅ P/[(ω⊥θ⊥ (ωllθll )] ∝ P/(M2⊥ M2ll ) ,
(1)
gdzie ωθ jest parametrem charakteryzującym wiązkę gaussowską: ω – średnicą
wiązki w miejscu minimum (przewężeniu) rozkładu lorentzowskiego wzdłuż kie1
Instytut Technologii Materiałów Elektronicznych, ul. Wólczyńska 133, 01-919 Warszawa
21
Zagadnienia optymalizacji konstrukcji diod laserowych....
runku propagacji , θ – rozbieżnością w strefie dalekiej. Dla DL można przybliżyć ωθ
iloczynem AΩ, gdzie A jest powierzchnią szczeliny emitującej, a Ω kątem bryłowym
określającym (dwuwymiarowo) rozbieżność wiązki. Powierzchnia emitująca DL
w postaci szczeliny (o rozmiarach ωll i ω⊥) i różne na ogół mechanizmy falowodowe
w płaszczyźnie złącza (II) i w kierunku prostopadłym do złącza (⊥) powodują różne
rozbieżności wiązki θll i θ⊥. Prowadzi to do różnych wartości M2ll i M2⊥. Wartość
M2 określa odstępstwo profilu emitowanej wiązki od gaussowskiego (dla którego
M2 = 1) – pogorszenie możliwości kolimacji wiązki opisuje się przez rosnącą wartość M2. W kierunku ⊥ możliwe jest uzyskanie jednomodowego rozkładu pola
optycznego fali prowadzonej w falowodzie heterostruktury, podczas gdy w kierunku
II w szerokim falowodzie wzmocnieniowym definiowanym przez pasek (o szerokości
W ≅ ωll) fala prowadzona jest wielomodowa, ze skłonnością do formowania włókien
wskutek efektów autokolimacyjnych. W efekcie typowe wartości M2⊥ są w zakresie
1.5 – 4, a wartości M2ll są rzędu 100 i więcej.
Duża jaskrawość DL jest zatem uwarunkowana możliwością osiągnięcia dużej
mocy emitowanej P (a więc dużą sprawnością i wysokim progiem COD) oraz zapewnieniem wysokiej jakości falowodów w obu płaszczyznach. Jednoczesna optymalizacja wymienionych parametrów jest na ogół trudna ze względu na wzajemnie
sprzeczne wymagania. W dalszej części artykułu przedstawione zostaną aktualne
rozwiązania konstrukcyjne mające na celu poprawę poszczególnych parametrów.
Rozważania ograniczone zostaną do konstrukcji indywidualnych (jednopaskowych)
DL, w których główny akcent położony jest na heterostrukturę (zatem optymalizację
w kierunku ⊥). Szeroki pasek (W ≅ 100 μm) tworzący falowód wzmocnieniowy w
takich DL nie daje możliwości kontroli pola optycznego w kierunku II. Dla uzyskania takiej kontroli konieczne jest zwężenie paska (co ogranicza osiągalną moc
optyczną) lub zastosowanie emiterów wielopaskowych (matryc). Prowadzi to do
odrębnych konstrukcji laserów półprzewodnikowych i specyficznych problemów
technologicznych.
2. MAKSYMALIZACJA SPRAWNOŚCI ENERGETYCZNEJ DL
Sprawność energetyczna PCE (ηpce), wg definicji
η pce = S
I − I th
, gdzie S = η d (hν / e)
I (V0 + IR s )
(2a)
jest funkcją wysterowania (prądu diody), ponieważ przy liniowym wzroście mocy
optycznej S(I-Ith) i kwadratowym składniku w dostarczonej mocy elektrycznej
(I2Rs) istnieje pewne maksimum PCE (Rys.1b). Wartość PCE w maksimum dana
22
A. Maląg
jest przybliżonym wyrażeniem opisującym wpływ parametrów charakteryzujących
konstrukcję DL [1]:
max
η pce
= ηd
VF
(1 − 2 Rs I th / V0 ) ,
V0
η d = ηi
αm
αi +αm
(2b)
gdzie I oznacza prąd diody (poziom wysterowania), Ith – prąd progowy, Rs – rezystancję szeregową (mierzoną jako styczną do charakterystyki I-V dla I w pobliżu Ith),
V0 – napięcie uzyskane przez ekstrapolację stycznej do charakterystyki I-V diody dla
I > Ith do osi pionowej (I = 0; w przybliżeniu równe wartości napięcia na ‚kolanku’
charakterystyki I-V diody (we współrzędnych liniowych)), S [W/A] – nachylenie charakterystyki P-I diody, ηd – zewnętrzną sprawność kwantową (ηd = S/VF), hν – energię
kwantu promieniowania DL, e – ładunek elektronu, VF – separację quasi-poziomów
Fermiego dla danego I, ηi – wewnętrzną sprawność kwantową, αi wewnętrzne (nienasycalne) straty w rezonatorze, αm – straty na lustrach (αm = (2L)-1ln(RfRr)-1, gdzie
L – długość rezonatora, Rf i Rr – współczynniki odbicia przedniego i tylnego lustra).
Z wyrażenia (2b) wynikają parametry „konstrukcyjne”, na które można wpływać
w trakcie projektowania heterostruktury DL, warunkujące maksymalizację PCE: ηi,
αi, V0 oraz Ith i Rs.
Osiągnięte rekordowe sprawności energetyczne wynoszą 0.73 dla zakresu
długości fali λ = 940 – 980 nm [1,2], 0.72 – 0.74 dla λ = 1.06 μm [3] i 0.66 dla
λ = 808 nm [4]. Przykładowe charakterystyki P-I-V i PCE (I) „wysokosprawnych”
przyrządów przedstawione są na Rys.1 i 2.
Rys. 1. Charakterystyki P-I-V (a) oraz PCE(I) (b) diody laserowej emitującej w paśmie
808 nm [4]. Praca ciągła (CW), T = 25ºC. Rozmiary rezonatora: L = 1.5 mm, W = 0.15 mm.
Widoczne jest maksimum PCE = 0.66 dla I ≅ 2.5 A.
Fig. 1. P-I-V (a) and PCE-current (b) characteristics of CW (T = 25ºC) operating LD in
808 nm wavelength range. The cavity size is L = 1.5 mm and W = 0.15 mm. The PCE maximum (0.66) is seen at I ≅ 2.5 A.
23
Rys. 2. Charakterystyki P-I i PCE(I) diody laserowej na pasmo 1,06 μm [3]. Rozmiary rezonatora: L = 3 mm, W = 0.1 mm. Dla tej diody Jth = 90 A cm-2, S = 1.07 W/A i PCE = 0.72
w pracy ciągłej (CW).
Fig. 2. P-I and PCE(I) characteristics of LD emitting at 1.06 μm [3]. The cavity size:
L = 3 mm, W = 0.1 mm. For this diode Jth = 90 A cm-2, S = 1.07 W/A and PCE = 0.72 under
CW operation.
Chociaż we wszystkich tych DL wymienione wyżej parametry warunkujące
wysoką PCE są ekstremalne, to jednak w poszczególnych konstrukcjach nieco inne
elementy konstrukcji lub technologii są akcentowane.
Diody i diodowe matryce laserowe DML (laser arays) firmy „Alfalight” [1] na
pasmo 970 nm oparte są na kryształach fosforkowych (InGa)(AsP)/InGaP/GaAs.
Z punktu widzenia możliwości emisji dużych mocy optycznych ważne są cechy
„materiałowe” heterostruktur z tych związków (w porównaniu z bazą arsenkową
(AlGa)As/GaAs) wynikające z braku Al w warstwach (są to tzw. heterostruktury
Al-free): mniejsze rezystancje – cieplna (powodująca wzrost T0 i T1) i różniczkowa
elektryczna (Rs we wzorach (2a i 2b)) oraz mniejsza szybkość rekombinacji powierzchniowej. Ten ostatni parametr charakteryzuje grzanie luster, które jest pierwotnym czynnikiem w procesie formowania się pętli dodatniego sprzężenia zwrotnego
prowadzącego do COD. Większa odporność heterostruktury ‘fosforkowej’ na COD
pozwala zmniejszyć efektywną grubość falowodu d/Γ (d – grubość studni kwantowej
(QW), Γ - współczynnik efektywności oddziaływania fali prowadzonej z warstwą
aktywną – QW), głównie przez zaprojektowanie falowodu o większej wartości Γ,
co powoduje wzrost PCE poprzez obniżenie Ith (wzór (2a)), ponieważ [5]:
24
A. Maląg
J th =
⎛ 1
⎞
J0
e x p ⎜⎜
(α m + α i ) ⎟⎟
ηi
⎝ bJ 0Γ
⎠
Γ=
∫
QW
∞
f ∗ f dx
∫ f ∗ f dx
,
(3)
−∞
gdzie Jth i J0 oznaczają gęstość prądu progowego (Ith = Jth×(L×W)) i gęstość „przezroczystości” (tzn. taką, przy której w propagacji fali przez heterostrukturę następuje
przejście z absorpcji do wzmocnienia – jest to równoważne gęstości progowej lasera
nieskończenie długiego). Funkcja f(x) opisuje rozkład natężenia pola optycznego w kierunku x (⊥). W DL opisanych w pracy [1] efektywna grubość falowodu
d/Γ = 0.64 μm jest dość mała w stosunku do innych konstrukcji, czemu towarzyszy
stosunkowo duża rozbieżność wiązki Θ⊥=37º(połówkowa - FWHM). W pracy [1]
akcentowane jest jednak szczególnie obniżenie V0 jako sposób maksymalizacji PCE.
Uzyskane to zostało przez staranną optymalizację rozkładu domieszkowania w heterostrukturze typu SQW LOC (Single Quantum Well Large Optical Cavity) otrzymanej
techniką MOVPE. Zastosowany rozkład domieszek (Rys. 3) zapewnia optymalny
transport nośników przy dość małych stratach wewnętrznych w rezonatorze (wskutek absorpcji na swobodnych nośnikach). Prowadzi to do minimalizacji V0 =1.32 V
i wysokiej ηi = 0.96, jednak straty na swobodnych nośnikach αi rzędu 1 – 1.5 cm-1 nie
należą do rekordowo niskich. Ta koncepcja optymalizacji konstrukcji heterostruktury
doprowadziła do uzyskania PCE = 0.73 zarejestrowanej dla DML CW, zatem dla
indywidualnych DL możliwy byłby prawdopodobnie jeszcze nieco lepszy wynik.
Rys. 3. Profil współczynnika załamania, domieszkowania i rozkład pola optycznego w heterostrukturze fosforkowej o rekordowej PCE = 0.73 (λ = 970 nm) [1].
Fig. 3. Refractive index and doping profiles as well as an optical field distribution in the
phosphide heterostructure of record-high PCE (0.73) laser diodes at λ = 970 nm [1].
Identyczny wynik dotyczący PCE opisany został przez zespół z Instytutu
FBH w Berlinie, również dla DML, skonstruowanej na bazie heterostruktury typu
25
SQW LOC ze związków arsenkowych z naprężoną ściskająco warstwą aktywną
(QW) InGaAs, na pasmo 940 nm [2]. Z zależności (1/ηd)(L) wyznaczono wartości
ηi = 0.99, αi < 1cm-1 oraz J0 = 75 Acm-2. Zmierzone w DML nachylenie S = 1.2 W/A
w warunkach CW. Te ekstremalne parametry wskazują, że warstwy falowodowe
były prawdopodobnie nie domieszkowane i grubsze niż w strukturze fosforkowej
[1], co wynika z mniejszej rozbieżności wiązki emitowanej Θ⊥ = 27º (FWHM),
a niskie prądy progowe są związane z naprężeniem ściskającym QW, prowadzącym
do korzystnej konfiguracji struktury pasmowej [6].
Na podobnej koncepcji heterostruktury (AlGaAs/GaAs/InGaAs/GaAs SQW
LOC) z naprężeniem ściskającym w studni kwantowej InGaAs oparto w Instytucie
im. Ioffe w Sankt-Petersburgu konstrukcję „rekordowej” diody na pasmo 1.06 μm
[3]. Heterostruktury wykonano techniką MOVPE. Charakterystyki P-I-V(czyli
wykreślone wspólnie charakterystyki P(I) i V(I)) oraz PCE(I) przedstawiono na
Rys. 2. Maksymalną PCE = 0.74 uzyskano dla długości rezonatora L = 2 mm. Na
podstawie charakteryzacji (1/ηd) (L) wyznaczono ηi = 0.99, αi = 0.34 cm-1 oraz
S = 1.1 W/A dla L = 2 mm. Tak niskie straty wewnętrzne uzyskano przez dalsze
pogrubienie niedomieszkowanego falowodu (do 1.7 μm wraz z QW), przez co
wiązka promieniowania w rezonatorze DL prowadzona jest praktycznie w całości
w ośrodku bezstratnym. Główną motywacją dla pogrubienia falowodu było jednak
w tej konstrukcji podwyższenie progu COD poprzez zmniejszenie gęstości mocy
optycznej w przekroju falowodu, a szczególnie na lustrach. Profil falowodu i teoretyczne rozkłady pola optycznego dla trzech pierwszych modów przedstawione są
na Rys. 4 [3]. Dla zmniejszenia prawdopodobieństwa wzbudzenia wyższych (1,2,...)
modów poprzecznych zastosowano nowe rozwiązanie - asymetryczne położenie QW
w symetrycznym falowodzie.
Osiągnięte sprawności energetyczne w drugim ważnym paśmie pompowania
optycznego (λ = 808 nm) nie są tak spektakularne. Najwyższe PCE = 0.66 osiągnięto
dla DL na bazie heterostruktur (AlGa)As/GaAs otrzymanych techniką MBE w firmie
„Semiconductor Laser International Corp.” [4]. Główny akcent położono tu na maksymalizację sprawności kwantowych (osiągając ηi = 0.999 ± 0.003, zatem praktycznie
1) i minimalizację strat w rezonatorze do wartości αi = 0.75 cm-1. Osiągnięto to
przez uproszczenie heterostruktury (minimalizację ilości granic warstw, choć sama
heterostruktura nie została opisana), zapewnienie skutecznego ograniczenia nośników
w studni kwantowej i bezstratności warstw falowodowych. Charakterystyki CW
(T = 25ºC) P-I-V oraz PCE(I) przedstawione są na Rys. 1. Wynikają z nich doskonałe
parametry: Ith = 160 Acm-2, S = 1.4 W/A (ηd ≅ 0.95). Pomimo tego osiągnięta wartość
PCE jest niższa niż w przypadku DL na pasma bardziej długofalowe.
Z przeprowadzonej przez autorów [4] analizy wynika, że przy stratach rzędu
0.75 cm-1 niemożliwe jest osiągnięcie PCE = 0.7. Wydaje się, że przyczyną jest
26
A. Maląg
Rys. 4. Profil falowodu z asymetrycznie położoną studnią kwantową oraz obliczone rozkłady
pola optycznego dla trzech najniższych modów poprzecznych [3]. Numeracja modów jest tu
niezgodna z najczęściej przyjętą, w której mod podstawowy ma numer 0 (tutaj 1), itd.
Fig. 4. Waveguide profile with an asymmetrically positioned quantum well and calculated
optical field distributions for the three lowest transverse modes [3]. The mode description
here is different from commonly used, where the fundamental mode’s number is 0 (here 1),
and so on.
stosunkowo wysoka wartość V0 = 1.635 V mierzona „odległością” od energii fotonu: (V0 - hν/e) = 0.1 V dla omawianych tu DL na pasmo 808 nm (hν/e = 1.535 V)
w porównaniu z (V0 - hν/e) = 0.046 V dla DL na pasmo 973 nm (hν/e = 1.274 V) [1].
Zatem wydaje się, że istnieje jeszcze pole do optymalizacji DL na pasmo 800 nm.
Dalszą możliwość podwyższenia PCE stwarza obniżenie Rs poprzez wprowadzenie heterostruktur asymetrycznych. Wpływ Rs na PCE jest drugorzędny (2), jednak
zaczyna być istotny po zoptymalizowaniu parametrów pierwszorzędnych (ηd, V0). Ze
względu na stosunkowo małą ruchliwość dziur, strona p heterostruktury wprowadza
główny przyczynek do Rs. Również ten obszar ma przy montażu „p - w dół” główny
wpływ na rezystancję termiczną. W heterostrukturach asymetrycznych strona p jest
zatem pocieniona, przy czym nie powinno i nie musi to powodować pogorszenia
innych parametrów [7-8].
Na Rys. 5a przedstawiony jest schemat struktury asymetrycznej na pasmo 970 nm
opracowanej w Uniwersytecie Eindhoven. Jest to struktura typu GRIN (graded-index)
SCH na bazie AlGaAs/InGaAs/GaAs z asymetrią grubości i składów (zawartości Al)
warstw ograniczających, z dodatkową warstwą AlGaAs grubości 0.22 μm o dużym
współczynniku załamania „wyciągającą” i koncentrującą na sobie pole optyczne
27
(„trap layer”) [7]. To przesunięcie pola optycznego na stronę typu n powoduje
obniżenie strat absorpcyjnych na swobodnych nośnikach (które są mniejsze w ośrodku
typu n) i jednocześnie pozwala zmniejszyć grubość warstw po stronie p. Na Rys. 5a
przedstawiony jest też rozkład pola optycznego w heterostrukturze DL i na lustrach.
Widać, że jest on znacznie poszerzony w stosunku do rozkładu w konwencjonalnej
strukturze GRIN SCH, umożliwiając emisję dużych mocy (4 W CW przy W = 50 μm,
L = 2 mm – Rys. 5b), przy rozbieżności wiązki Θ⊥ = 25º (stosunkowo dużej przy
rozszerzonym rozkładzie pola tak, że d/Γ = 0.78 μm). Uzyskano Jth w zakresie 270
– 400 Acm-2, ηi ≅ 0.9, ηd ≅ 0.7, ηd ≅ 1 cm-1 oraz PCE = 0.6 w tych diodach, zatem
gorszą niż w strukturach „rekordowych”, jednak zalety tego rozwiązania mogą się
ujawnić dopiero po zastosowaniu tamtych optymalizacji.
(a)
(b)
Rys. 5. Asymetryczna konstrukcja heterostruktury diody laserowej na pasmo 970 nm [7].
Profil współczynnika załamania (a) i charakterystyki P-I-V oraz PCI (b).
Fig. 5. Asymmetric laser heterostructure design for 970 nm band [7]: refractive index profile
(a) and P-I-V and PCI (I) characteristics (b).
Inne rozwiązanie heterostruktury asymetrycznej przedstawione jest na Rys. 6
[8-9]. Przesunięcie pola optycznego na stronę n uzyskuje się tu przez dobór składów warstw ograniczających (claddings) i położenie studni kwantowej. W efekcie
uzyskuje się też znaczne pocienienie strony p. Są to wyniki analityczne dla DL na
pasmo 1.55 μm.
W ITME prowadzone są prace nad heterostrukturą asymetryczną dla DL dużej
mocy na pasmo 790 nm. Schemat jej przedstawiony jest na Rys. 7. Jest to asymetryczna wersja heterostruktury typu DBSCH (double-barrier SCH) rozwijanej w ITME
dla laserów dużej mocy z małą rozbieżnością wiązki (Θ⊥) na pasmo 800 nm. Jest to
także koncepcja z dodaną pasywną warstwą falowodową, co skutkuje charakterystycznym dwugarbnym rozkładem pola optycznego podstawowego (zerowego) modu
poprzecznego. Widoczna jest mała grubość obszaru p prowadząca do obniżenia Rs.
28
A. Maląg
Dalsze szczegóły tej konstrukcji dotyczące rozkładu pola optycznego omówione
zostaną w następnych częściach artykułu. Charakterystyki elektrooptyczne (w tym
PCE) DL z heterostrukturami asymetrycznymi w zasadzie mogą być nie gorsze od
przedstawionych powyżej wartości rekordowych.
(a)
(b)
Rys. 6. Projekt asymetrycznej heterostruktury na pasmo 1.55 μm (a) w porównaniu ze strukturą symetryczną (b) o podobnej wartości Γ0 [9].
Fig. 6. An asymmetric heterostructure design for 1.55 μm band (a) in comparison with a symmetrical one (b) of similar Γ0 value [9].
Rys. 7. Projekt asymetrycznej heterostruktury na pasmo 790 nm. Zapewniona jest silna
preferencja dla podstawowego (zerowego) modu poprzecznego, co wynika z załączonych
obliczonych wartości parametru Γ dla kolejnych modów.
Fig. 7. An asymmetric heterostructure design for 790 nm band. The fundamental mode is
strongly preferred, which follows from attached calculated Γ values for sequent modes.
29
Widoczne jest, że uzyskane rekordowe wartości PCE są raczej wynikiem starannej optymalizacji konstrukcji przyrządów i perfekcyjnie dopracowanej technologii
niż jakichś specjalnych ”trickowych” rozwiązań.
3. MOŻLIWOŚCI PODWYŻSZENIA PROGU
KATASTROFICZNEJ DEGRADACJI LUSTER (COD)
Próg COD wyznacza maksymalną moc promieniowania emitowanego przez DL.
Limity wynikające z innych mechanizmów zniszczenia przyrządu są przy obecnym
poziomie technologicznym DL przesunięte poza limit COD.
Przez próg COD rozumie się poziom mocy optycznej (i odpowiadający jej prąd
diody), powyżej którego następuje bardzo szybki proces o charakterze dodatniego
sprzężenia zwrotnego prowadzący do przetopienia luster (w miejscu warstwy aktywnej) wskutek samoabsorpcji promieniowania generowanego w objętości obszaru
aktywnego. Przykładowy obraz lustra diody laserowej zniszczonej przez COD
przedstawia fotografia SEM na Rys. 8. W praktyce, dla długotrwałej pracy zalecane
jest wysterowanie DL nie przekraczające od ½ do ⅔ progu COD.
Rys. 8. Fotografia SEM lustra DL po degradacji katastroficznej (dokumentacja ITME).
Fig. 8. SEM microphotograph of catastrophically degraded LD’s facet (ITME files).
30
A. Maląg
Mechanizmem inicjującym COD jest rekombinacja powierzchniowa na lustrach,
zatem jednym z głównych kierunków projektowania i technologii DL jest minimalizacja tego efektu. Standardowym zabiegiem technologicznym jest pasywacja
luster bezpośrednio po ich uformowaniu metodą kontrolowanego łamania płytki
- heterostruktury.
Pasywacja ma na celu wysycenie wiszących wiązań na powierzchni przełomu
(jaką jest lustro), co obniża jej aktywność chemiczną, spowalnia utlenianie i tworzenie
powierzchniowych stanów defektowych, przez które następuje rekombinacja powierzchniowa. Zakres chemicznych metod pasywacji jest dość szeroki. W przypadku
heterostruktur (AlGa)As/GaAs jedną z nowszych i dość skutecznych jest ciąg procesów in situ w komorze próżniowej, gdzie kolejno wykonuje się niskoenergetyczne
trawienie jonowe azotem i napylenie warstwy pasywującej Si o grubości kilku nm
[10-11]. Trawienie reaktywne azotem ma na celu usunięcie tlenków naturalnych,
ale ma też własności pasywujące, ponieważ w trakcie tego procesu powstaje bardzo
cienka (niestety nie zawsze ciągła) warstwa AlGaN wysycająca częściowo wiszące
wiązania. Następnie, w tym samym ciągu procesów in situ wykonuje się napylenia
pokryć dielektrycznych HR/LR na tylnym i przednim lustrze. Pasywacje i pokrycia dielektryczne są standardem w technologii DL dużej mocy, choć szczegóły są
tajemnicą firm lub są chronione patentami.
Bardziej radykalnym sposobem minimalizacji strat absorpcyjnych na lustrach
są modyfikacje konstrukcji DL określane ogólnym mianem nieabsorbujących luster
NAM (nonabsorbing mirrors). Polega to na uformowaniu niewielkich obszarów przy
lustrach, zadaniem których jest zmniejszenie prędkości rekombinacji powierzchniowej lub na „wbudowaniu” przy lustrach obszarów o szerszej przerwie energetycznej, co eliminuje problem absorpcji promieniowania generowanego w objętości
rezonatora.
Pierwsze z tych rozwiązań polega na ogół na zablokowaniu przepływu prądu
pompującego w obszarze paska aktywnego, na odcinkach ~ 30 μm od każdego z luster (mierząc wzdłuż osi lasera), czyli wyraźnie krótszych niż szerokość paska (W
- rzędu 100 μm). Brak lub znaczne zmniejszenie przepływu prądu w pobliżu luster
eliminuje lub redukuje rekombinację powierzchniową, co ogranicza początkowy
wzrost temperatury luster i podwyższa w efekcie próg COD nawet o 30 – 50%
według niektórych danych [12].
Tego typu modyfikację konstrukcji NIF (non-injected at facets) zastosowano
w ITME do DL dużej mocy na pasmo 800 nm skonstruowanych z zastosowaniem
heterostruktury GaAsP/(AlGa)As/GaAs o konstrukcji DBSCH (Double-Barrier SCH)
SQW z naprężeniem rozciągającym studni kwantowej z GaAsP. Blokadę przepływu
prądu przy lustrach wytworzono przez płytką implantację jonów He+, jednocześnie
z formowaniem paska aktywnego. Wykonana w ITE charakteryzacja porównawcza
DL-NIF i konwencjonalnych DL wykonanych z tej samej heterostruktury polegająca
31
na pomiarze temperatury luster metodą termoodbicia wykazała wyraźne obniżenie
temperatury luster w konstrukcji NIF (Rys. 9 [13]).
Rys. 9. Rozkład temperatury na lustrze (wzdłuż złącza) DL-NIF i konwencjonalnej DL wykonanych z dwóch fragmentów jednej heterostruktury. Pomiar wykonany metodą termoodbicia
[13].
Fig. 9. Temperature distribution at the facet (along the junction) of a NIF-LD and conventional
LD manufactured from parts of the same epi-wafer. Thermoreflectance method was used for
facet temperature measurements.
Drugie rozwiązanie NAM – wbudowanie obszarów przy lustrach (łącznie
z lustrami) z materiału szerokoprzerwowego daje jeszcze większe możliwości
podwyższenia progu COD, choć technologicznie jest trudniejsze. Na ogół wymaga
selektywnego wytrawienia warstw epitaksjalnych w miejscu luster i wbudowanie
tam nowego materiału metodą epitaksji selektywnej (np. selektywnej MOVPE).
Dość nowy przykład takiej realizacji przez firmę „Quintessence” przedstawiony jest
na Rys. 10 [14], gdzie obszary NAM wykonane z AlGaAs otaczają również ścianki
boczne struktury laserowej, zmniejszając prędkość rekombinacji powierzchniowej
na wszystkich krawędziach, gdzie warstwa aktywna InAlGaAs ma styk z obszarem
zewnętrznym. Zastosowanie NAM pozwoliło podwyższyć próg COD 3-krotnie
(w stosunku do konwencjonalnych DL z tej samej heterostruktury), jednocześnie
poprawiając niezawodność DL [14].
32
A. Maląg
(a)
(b)
Rys. 10. Zastosowanie konstrukcji NAM umożliwiło 3-krotne podwyższenie progu COD
w DL na pasmo 808 nm z warstwą aktywną InGaAlAs [14]. L = 2 mm, W = 50 μm.
Fig. 10. The NAM construction resulted in the 3-fold increase of COD threshold of LD with
InGaAlAs active layer intended for λ = 808 nm [14]. L = 2 mm, W = 50 μm.
Innym sposobem redukcji rekombinacji powierzchniowej jest zastosowanie
heterostruktur z materiałów fosforkowych. DL wykonane w tej bazie materiałowej
mają znacznie wyższe progi COD w porównaniu z przyrządami z heterostruktur
(AlGa)As przy innych podobnych elementach technologii. Dla przykładu, na Rys. 11
przedstawione są charakterystyki CW P-I i PCE(I) diody wykonanej z heterostruktury
SQW LOC InGaAsP/InGaP/InGaAlP/GaAs na pasmo 800 nm, gdzie próg COD jest
w przybliżeniu dwukrotnie większy niż w DL na bazie (AlGa)As przy podobnych
rozmiarach rezonatora (Uniwersytet Wisconsin [15]).
Ponieważ efekt COD ma charakter cieplny, drugim dominującym kierunkiem
w rozwiązaniach konstrukcyjnych jest zmniejszanie gęstości pola optycznego
w rezonatorze DL i na lustrach. Na ogół odbywa się to przez pogrubienie warstw
falowodowych heterostruktury, co prowadzi do obniżenia Γ i jest jednoznaczne ze
wzrostem efektywnej grubości falowodu d/Γ [3]. Jak wspomniano wcześniej, zabieg
ten służy jednocześnie obniżeniu strat w rezonatorze (αi).
Najwyższe wartości progu COD osiągnięte tą metodą przedstawiono w pracy
[3] dla DL na pasmo 1.06 μm, gdzie sumaryczna grubość falowodu (wraz z QW)
osiągnęła D = 1.7 μm (Rys. 2) oraz w pracach Instytutu FBH [16,17] dla DL na
pasmo 800 nm. W wykonanych tam heterostrukturach SQW LOC zastosowano
D = 2 μm [16] i 4 μm [17]. Trudno jest porównywać ilościowo osiągnięte moce
optyczne z powodu różnych energii fotonu, własności materiałów i różnych rozmiarów rezonatorów (L, W). Przykładowe charakterystyki CW P-I-V i PCE(I) dla diody
na pasmo 800 nm skonstruowanej z heterostruktury SQW LOC (AlGa)As/GaAs
z naprężoną rozciągająco warstwą aktywną (QW) GaAsP i falowodem o grubości
D ≅ 3 μm przedstawia Rys. 12a [17]. Dla bardzo długiego rezonatora (L = 4 mm)
33
i szerokiego paska (W = 0.2 mm) uzyskana moc optyczna 15 W w pracy ciągłej
(CW) wydaje się jeszcze daleka od progu COD, podczas gdy dla paska W = 0.1 mm
limitem wydaje się raczej przegrzanie niż COD.
(a)
(b)
Rys. 11. Profil heterostruktury (a) oraz charakterystyki CW P-I i PCE(I) (b) dla DL na bazie
fosforkowej [15]. Rozmiary rezonatora: L = 1 mm, W = 0.1 mm.
Fig. 11. Composition profile (a) and P-I and PCE(I) characteristics (b) of DL manufactured
from phosphide heterostructure. Cavity size: L = 1 mm, W = 0.1 mm.
Transport nośników w warstwach falowodowych (na ogół nie domieszkowanych)
w strukturach LOC jest głównie dyfuzyjny, zatem dalsze poszerzanie ich grubości
wydaje się nieuzasadnione, jednocześnie zaobserwowano inne negatywne efekty
z tym związane. Ze wzrostem D (i spadkiem Γ) rośnie gęstość prądu progowego Jth, a
wskutek pochylenia pasm energetycznych w obszarze falowodu (również przy wysterowaniu ponadprogowym) w miarę wzrostu D rośnie prawdopodobieństwo ucieczki
nośników z QW i ich rekombinacji w warstwach falowodowych. Przykładowy teoretyczny rozkład koncentracji swobodnych nośników w warstwach falowodowych
o grubości ~ 1.5 μm (D = 3 μm) pokazany jest na Rys. 6b (skośnymi przerywanymi
liniami) dla wysterowanej ponadprogowo DL na pasmo 1.55 μm z heterostrukturą
symetryczną [9]. Widać, że koncentracja „wyciekających” nośników w pobliżu granic z warstwami ograniczającymi jest duża - rzędu 1018 cm-3, co wynika ze znanych
trudności z ograniczeniem nośników w heterostrukturach fosforkowych. Ucieczka
nośników powoduje zawsze spadek ηi, wzrost αi i wzrost rekombinacji powierzchniowej [9, 17-19], zatem pogorszenie PCE oraz parametrów T0 i T1. Pokazuje to
Tab. 1 [17], gdzie ze wzrostem grubości warstwy falowodowej (oznaczonej dC0, tak,
34
A. Maląg
że D = 2dC0 + dQW ≅ 2dC0) spada rozbieżność wiązki promieniowania, ale parametry
wpływające na PCE pogarszają się.
Tabela 1. Porównanie parametrów projektowych i parametrów przyrządów wykonanych
z kilku wersji (A - E) heterostruktur SQW LOC [17]. Z parametrów dotąd nie definiowanych – dcl oznacza grubość warstw ograniczających (cladding layers), Θ oznacza tu Θ⊥, ηd
– zewnętrzną sprawność kwantową, jtr – gęstość prądu przezroczystości, Γg0 – wzmocnienie
optyczne dla modu podstawowego.
Table 1. A comparison of design parameters and device characteristics of LDs made from
several versions (A – E) of SQW LOC heterostructures [17].
(a)
(b)
Rys. 12. Charakterystyki DL na pasmo 800 nm z falowodem o grubości D = (2dC0+dQW) = 3 μm
(FBH Berlin [17]): a) charakterystyki P-I-V, b) zależność efektywnej grubości falowodu (d/Γ)
i rozbieżności wiązki (prostopadle do złącza) od grubości warstwy falowodowej dC0. Rozmiary
rezonatora: L = 4 mm, W = 0.1 i 0.2 mm.
Fig. 12. Laser diode for 800 nm band of the waveguide thickness D = (2dC0+dQW) = 3 μm
(FBH Berlin [17]): a) P-I-V characteristics b) dependence of the effective waveguide thickness
(d/Γ) and the vertical beam divergence on the waveguide layer thickness dC0. The cavity size:
L = 4 mm, W = 0.1 and 0.2 mm.
35
Ze wzrostem grubości falowodu rośnie też ilość modów poprzecznych, które
mogą być przez ten falowód utrzymane. Pokazuje to Rys. 4 [3], gdzie mod podstawowy i dwa następne są prawie całkowicie „zamknięte” w falowodzie, zatem praktycznie nie rozróżniane przez falowód. Na Rys. 12b pokazana jest zależność efektywnej
grubości falowodu (d/Γ) oraz rozbieżności wiązki promieniowania (FWHM) od
grubości pojedynczej warstwy falowodowej dco [17] w strukturze LOC, a w górnej
części wykresu pokazana jest ilość modów poprzecznych utrzymywanych przez taki
falowód (np. falowód o grubości D ≅ 3 μm (dC0 = 1.5 μm) utrzymuje 8 modów).
W projektowaniu DL zakłada się, że wzbudzenie wyższych modów poprzecznych
w falowodzie jest niedopuszczalne – wielomodowa akcja laserowa charakteryzuje
się niską sprawnością i złymi parametrami wiązki promieniowania (wysokie M⊥2).
Dlatego w przypadku struktur LOC z grubym falowodem, dla stłumienia wyższych
modów stosowane są różne rozwiązania dla ich segregacji. Należą do nich asymetryczna lokalizacja QW w falowodzie jak na Rys. 4 [3] oraz zastosowanie cienkich
warstw ograniczających (cladding layers) o grubości dcl podanej w Tab. 1 tak, że
zanikające „ogony” fali prowadzonej wyższych modów sięgające głębiej w warstwy
stratne (bufora i warstwy podkontaktowej) GaAs mają wyższe straty absorpcyjne
αi niż mod podstawowy (zerowy) [16, 17]. W przypadku asymetrycznej lokalizacji
QW, jej położenie w falowodzie jest tak zaprojektowane, aby kosztem małego spadku parametru Γ dla modu podstawowego (Γ0) i dopuszczalnego wzrostu Γ modów
nieparzystych (Γ1 , Γ3 ...., które w strukturze symetrycznej mają wartości zerowe)
uzyskać znaczny spadek wartości Γ dla wyższych modów parzystych. W efekcie,
dla wszystkich wyższych modów uzyskuje się Γm « Γ0.
Alternatywna w stosunku do konstrukcji LOC z bardzo grubym falowodem (D)
jest koncepcja heterostruktury, w której szeroki rozkład pola optycznego niezbędny
dla utrzymania wysokiego progu COD wynika ze słabego efektu falowodowego
związanego z cienkimi warstwami falowodowymi i dodatkowymi warstwami barierowymi. Poprzez grubość i skład tych warstw projektuje się rozkład pola optycznego. Przykładami są DBSCH rozwijana w ITME (Rys. 13) [20-21] i asymetryczna
heterostruktura projektowana na pasmo 1.55 μm przedstawiona na Rys. 6a [9]. Zastosowanie cienkiego falowodu zmniejsza prawdopodobieństwo ucieczki nośników
z QW, co przekłada się na prawie o rząd wielkości niższą koncentracje nośników
w falowodzie (Rys. 6a - skośne przerywane linie) w porównaniu z symetryczną
konstrukcją LOC z Rys. 6b. W przypadku obu konstrukcji widoczne jest szerokie
wnikanie pola optycznego w warstwy ograniczające, zatem dla zachowania wysokiej
sprawności kwantowej i PCE ważny jest odpowiedni profil domieszkowania tych
warstw, zapewniający mały współczynnik strat na swobodnych nośnikach αi. Na
Rys. 13a widoczne są w warstwach ograniczających „wstawione” w tym celu wokół
falowodu podwarstwy obniżonego domieszkowania o grubości 0.5 μm w obszarze,
gdzie pole optyczne ma jeszcze znaczne natężenie.
36
A. Maląg
a)
b)
Rys. 13. a) profile składu i domieszkowania, b) rozkład pola optycznego w heterostrukturze
DBSCH.
Fig. 13. Schematic composition and doping profiles (a) and optical field intensity distributions
(b) in the DBSCH design.
Rys. 13b przedstawia wyliczone rozkłady pola optycznego dla trzech wersji
projektowych (A, C, D) struktury DBSCH [20]. Widoczna jest możliwość znacznych
modyfikacji rozkładu pola przy stosunkowo niedużych zmianach w parametrach
warstw. Na Rys. 14a, b przedstawione jest teoretyczne porównanie rozkładu pola
optycznego dla wersji C (dla której uzyskano najlepsze wyniki eksperymentalne)
z rozkładem pola dla heterostruktury LOC (o nazwie STBW LOC (Step Index Broadened Waveguide LOC) [16])) o grubości falowodu W = 1 μm. Charakterystyczna jest
zbliżona wartość tzw. efektywnej grubości falowodu d/Γ dla obu heterostruktur:
d/Γ = 0.72 μm dla struktury LOC i 0.66 μm dla wersji C (przez co rozumie się
w tym wyrażeniu zawsze grubość studni kwantowej). Widoczne jest dość „ciasne”
zamknięcie pola optycznego w warstwie falowodu w strukturze LOC i duża szero37
Rys. 14. Porównanie rozkładów pola optycznego w falowodach i charakterystyk kierunkowych diod zbudowanych na heterostrukturach STBW LOC (W = 1 μm) i DBSCH (W ≅
0.3 μm), o zbliżonych efektywnych grubościach falowodu d/Γ.
Fig. 14. A comparison of optical field distributions in the waveguides and directional characteristics of LDs manufactured from the heterostructures STBW LOC (W = 1 μm) and DBSCH
(W ≅ 0.3 μm) having similar d/Γ values.
38
A. Maląg
kość połówkowa tego rozkładu w porównaniu z szerokimi „skrzydłami” rozkładu
pola wnikającego w warstwy ograniczające w strukturze DBSCH, przy mniejszej
szerokości połówkowej wynikającej z cienkiego falowodu (W ≅ 0.3 μm). Rozkłady te
potrzebne są do porównania progów COD dla DL wykonanych z obu heterostruktur,
co przedstawione jest na Rys. 15. Widoczne są tu znormalizowane rozkłady pola
optycznego dla heterostruktur DBSCH (wersji C i D) i STBW LOC [20]. Widać
różnice w ich charakterze i szerokości. Rozkłady mają znormalizowane pole, co
reprezentuje znormalizowaną moc prowadzoną. Zatem równe wysokości maksimów
rozkładów dla wersji C i LOC na Rys. 15 oznaczają zbliżone wartości maksymalnego
natężenia pola optycznego i podobne ryzyko COD. Dla tej samej mocy prowadzonej
w DL wersji D natężenie pola jest niższe, zatem jeśli nastąpi COD dla wersji C lub
LOC, to dla wersji D osiągnięcie progu COD wymaga większej mocy prowadzonej.
Ceną za to jest wyższy prąd progowy i gorsze parametry termiczne [17, 21]. Z kolei
DL wersji D mają progi COD porównywalne z diodami laserowymi LOC o grub-
Rys. 15. Porównanie rozkładów natężenia pola optycznego (I ~ E2) przy znormalizowanym
polu pod krzywą (znormalizowanej mocy prowadzonej (P ~ ∫E2dx)) dla heterostruktur DBSCH
wersja C i D oraz STBW-LOC. Najniższe Imax przy stałej P oznacza najniższe zagrożenie
efektem COD.
Fig. 15. A comparison of optical field intensity distributions (I ~ E2) having normalized integrals (P ~ ∫E2dx = const) of DBSCH (versions C and D) and STBW-LOC heterostructures.
The lowest Imax (at constant P) means the lowest COD risk.
39
szych falowodach. Można zatem przyjąć, że heterostruktury, w których moc jest
prowadzona szeroką wiązką (z zanikającymi ogonami) poza cienkim falowodem są
równie skuteczne dla podwyższenia progu COD jak struktury LOC. Eksperymentalnie
potwierdza to asymetryczna konstrukcja przedstawiona na Rys. 5 [7].
Na Rys. 16 przedstawione jest porównanie teoretycznych rozkładów pola optycznego o znormalizowanej mocy prowadzonej dla heterostruktur DBSCH – symetrycznych (jak na Rys. 13) i asymetrycznej (oznaczonej ADBSCH), przedstawionej na
Rys. 7. Widać, że odporność na degradację katastroficzną struktury asymetrycznej
i symetrycznej wersji D jest podobna, dzięki podobnym efektywnym grubościom
falowodu (d/Γ). Widać też „ciaśniejsze” ograniczenie optyczne w strukturze asymetrycznej, szczególnie od strony p, powodujące większą rozbieżność wiązki
promieniowania (wartości Θ⊥ podane na Rys. 16). Heterostruktura ta jest zoptymalizowana ze względu na segregację modów poprzecznych, co pokazują na Rys. 7
wyliczone wartości parametru Γ dla kilku najniższych modów. Wszystkie rozkłady
pola optycznego na Rys. 16 są centrowane na warstwie aktywnej (position = 0),
a pionowe kreski ze znakiem S oznaczają położenie powierzchni heterostruktury.
Zatem struktura ADBSCH z wysokim progiem COD i z najmniejszymi rezystancjami
wydaje się bardzo perspektywiczna dla DL dużej mocy.
Rys. 16. Porównanie znormalizowanych rozkładów pola optycznego w falowodach asymetrycznej (ADBSCH) i symetrycznych (wersja C i D) heterostruktur DBSCH.
Fig. 16. A comparison of normalized optical field intensity distributions in the waveguides of
asymmetric (ADBSCH) and symmetric (C and D) versions of the DBSCH.
40
A. Maląg
4. MOŻLIWOŚCI OPTYMALIZACJI WIĄZKI PROMIENIOWANIA
Maksymalną możliwość ogniskowania zapewnia wiązka gaussowska, wyznaczając limit dyfrakcyjny opisany wzorem (1) dla M2 = 1. Dlatego w konstrukcji
diod laserowych powszechne jest staranie o jak najbliższy gaussowskiemu rozkład
pola fali prowadzonej w falowodzie heterostruktury. Dość wcześnie udowodniono
teoretycznie [22], że rozkład pola fali prowadzonej w dielektrycznym falowodzie
płytowym można dość dokładnie przybliżyć rozkładem gaussowskim. Przypadek fali
prowadzonej w heterostrukturze LOC z grubym falowodem jest prawie identyczny,
ponieważ wpływ studni kwantowej jest tu minimalny. Rozkład pola w strefie dalekiej FF (far-field distribution) jako transformata Fouriera rozkładu na lustrze DL
jest zatem również gaussowski.
W diodach z heterostrukturą STBW LOC [16] i diodach LOC z bardzo grubym
falowodem [17] wykonanych na pasmo 800 nm w FBH (Berlin) rozkłady pola fali
prowadzonej są bardzo zbliżone do gaussowskiego. Prowadzony jest wyłącznie mod
podstawowy dzięki wspomnianemu wcześniej rozwiązaniu z cienkimi warstwami
ograniczającymi, zapewniającemu segregację wyższych modów poprzecznych.
Rozkład pola optycznego dla DL STBW LOC na Rys. 14a, b został zamodelowany
[20] na podstawie opublikowanego opisu struktury [16]. Przedstawiona jest też
aproksymacja gaussowska oraz funkcja błędu (fit error). Charakterystyki kierunkowe
na Rys. 14c są wyliczonymi rozkładami FF odpowiadającymi rozkładom fali prowadzonej (i rozkładom pola optycznego na lustrze) z Rys. 14a, b. Tak wyznaczona
szerokość połówkowa (Θ⊥ = 27.6°) rozkładu FF dla DL STBW LOC odpowiada
podanej przez autorów wartości eksperymentalnej 27° [16], zatem pomimo grubego
falowodu rozbieżność jest jeszcze dość duża. Na Rys. 14c widać dobrą zgodność
tego rozkładu FF z gaussowskim.
Jeszcze lepsze przybliżenie do rozkładu Gaussa uzyskano w strukturach LOC
z bardzo grubymi falowodami (wartość W do 4 μm) [17]. Jednak ważniejszym
celem pogrubienia falowodu jest (oprócz podwyższenia progu COD) zmniejszenie
rozbieżności wiązki promieniowania w płaszczyźnie prostopadłej do złącza, co
byłoby korzystne dla wielu aplikacji diod laserowych. Przy wzroście W do 4 μm
rozbieżność wiązki (mierzona szerokością połówkową Θ⊥) została zredukowana do
15º, co ilustruje Rys. 17 i odpowiednia kolumna w Tab. 1. Charakterystyki P-I-V
na Rys. 12a dotyczą heterostruktury o parametrach W = 3 μm i Θ⊥ = 18°. Jednak,
jak widać z Tab. 1, pogrubianie falowodu powoduje pogorszenie sprawności DL
i parametrów termicznych (T0, T1) wskutek rosnącego prawdopodobieństwa ucieczki
nośników z QW, o czym była mowa wcześniej. Zatem rozwiązanie to osiągnęło
swój limit.
Możliwości dalszego zmniejszenia rozbieżności wiązki promieniowania DL przy
utrzymaniu lepszej sprawności i parametrów termicznych daje struktura DBSCH.
41
Rys. 17. Charakterystyki kierunkowe dla diod laserwych LOC z bardzo grubymi falowodami [17]. Punkty na charakterystykach przedstawiają dane pomiarowe, a linie aproksymację
gaussowską. C: dla W = 2.4 μm, D: W = 3 μm, E: W = 4 μm.
Fig. 17. Directional characteristics of LDs manufactured from LOC hetero structure of very
thick waveguides [17]. Experimental points exactly fit gaussian approximations given by
lines. The waveguide thickness W = 2.4 μm, 3 μm and 4 μm for C, D and E versions, respectively.
Szerszy i bardziej wygładzony rozkład pola w falowodzie tej heterostruktury w porównaniu z STBW LOC (Rys. 14a, b) można interpretować jako szczelinę emitującą
o bardziej „rozmytych”, krawędziach, co powoduje mniejsze ugięcie dyfrakcyjne
i w efekcie mniejszą rozbieżność wiązki emitowanej. Przedstawia to Rys. 14c, gdzie
teoretyczne wartości Θ⊥ są rzędu 13 - 15° [20]. Interesujące jest, że charakterystyki
kątowe struktury DBSCH dobrze mieszczą się w profilu gaussowskim (podobnie jak
charakterystyki struktury LOC, co pokazują zbliżone amplitudy rozkładów funkcji
błędu (fit error) (Rys. 14c), podczas gdy rozkład pola w falowodzie nie jest gaussowski (Rys. 14b). Może to mieć wpływ na jaskrawość tych DL (B - wg definicji
(1)), jednak nie zostało to dotąd sprawdzone eksperymentalnie.
42
A. Maląg
Cienki falowód heterostruktury DBSCH (W ≅ 0.3 μm) i jednocześnie dostateczna
głębokość studni kwantowej powodują, że prawdopodobieństwo ucieczki nośników
jest małe.
Pomiary DL DBSCH pracujących w warunkach CW potwierdzają niskie rozbieżności wiązki (do 18 – 16° i 14 - 13°, zależnie od wersji projektowej) w szerokim
zakresie wysterowania (do 2 W dla L = 1 mm, W = 0.1 mm). Pokazuje to Rys. 18a
[21]. Rozkłady kątowe są zbliżone do gaussowskich, szczególnie dla wersji C’ (ze
słabszym falowodem, mniejszą rozbieżnością i większą mocą maksymalną). Są to
najniższe opisane w literaturze rozbieżności wiązki promieniowania DL w paśmie
800 nm. Jednocześnie z Tab. 2 wynika, że parametry T0 i T1 są wyraźnie wyższe
w stosunku do DL LOC o podobnych rozbieżnościach.
(a)
(b)
Rys. 18. Eksperymentalne charakterystyki kierunkowe (a) i charakterystyki P-I-V (b) diod
DBSCH. Cienkie linie ciągłe pokazują aproksymacje gaussowskie.
Fig. 18. Experimental directional (a) and P-I-V (b) characteristics of DBSCH LDs. Thin solid
lines show the gaussian approximations.
Tabela 2. Porównanie parametrów projektowych wersji C i C’ heterostruktury DBSCH
oraz charakterystyk elektrooptycznych i temperaturowych diod laserowych z nich wykonanych.
Table 2. A comparison of design parameters of the C and C’ versions of the DBSCH and
of electrooptical and temperature characteristics of LDs manufactured from these heterostructures.
calculated
ver.
Γ
d/Γ
Θ [º]
[μm] ⊥
pulsed (400 ns, 5 kHz)
Ith [A]
S [W/A]
T0 [K]
(~23ºC)
T1 [K]
CW (20ºC)
Ith [A]
SCW [W/A] Θ⊥ [º]
C 0.0255 0.587 17.3 0.23 – 0.32 1.15–1.28 110 - 120 300 - 370 0.23 – 0.32 1.05 – 1.17 18 - 16
C’ 0.0187 0.803 13.1 0.32 – 0.43 1.05 – 1.2 77 - 80 170 - 190 0.33 – 0.41 0.9 – 1.07 14 - 13
43
Charakterystyki P-I-V i PCE(I) na Rys. 18b pokazują osiągnięty zakres wysterowań i mocy optycznych typowy dla zastosowanych rozmiarów rezonatora
(L = 1 mm, W = 0.1 mm) i bazy materiałowej (a nawet szerszy od typowego dla
wersji C’). Zbyt niska wartość PCE = 0.48 pozostawia pole dla dalszych prac.
5. PODSUMOWANIE
Przedstawione wyniki prac laboratoriów przodujących w konstrukcji diod laserowych dużej mocy wskazują, że wysokie moce optyczne i sprawności energetyczne
stosunkowo łatwiej osiągalne są w zakresie dłuższych fal 0.94 – 1.1 μm. Przy tej
względnie niskiej energii kwantu wysoki próg COD pozwala na zastosowanie stosunkowo cienkich falowodów, co ułatwia uzyskanie wysokich sprawności. Wysoka
jakość wiązki wynika z gaussowskiego rozkładu pola optycznego w falowodzie,
jednak rozbieżności wiązki są stosunkowo duże.
Widać też, że zadanie minimalizacji rozbieżności wiązki może być realizowane
na ogół niesprzecznie z zabiegami służącymi podwyższeniu progu COD. Jednak
związana z tym tendencja do pogrubiania falowodu prowadzi w przypadkach ekstremalnych do obniżenia sprawności energetycznej (PCE) i pogorszenia parametrów cieplnych. W paśmie 800 nm bliskie optimum wydają się DL zbudowane na
heterostrukturach LOC z falowodem pogrubionym do 3 μm, gdzie uzyskano małe
rozbieżności i wysoki próg COD przy PCE > 0.5. Perspektywiczne wydają się też
struktury fosforkowe, gdzie z powodu trudności z ograniczeniem nośników trudno
jest uzyskać tak wysokie wartości PCE, ale osiągalne są znacznie większe moce
optyczne. Istnieje tam jeszcze pole do optymalizacji.
W paśmie 800 nm symetryczna DBSCH zapewnia obecnie najniższe rozbieżności
wiązki promieniowania przy utrzymaniu akceptowalnych parametrów termicznych
diod laserowych. Wiązka ma rozkład bardzo zbliżony do gaussowskiego, zatem powinno być możliwe skonstruowanie DL o dużej jaskrawości. Parametry energetyczne
DL DBSCH osiągnięte dotąd w ITME mogą być jeszcze poprawione - elementem
limitującym będą prawdopodobnie rezystancje (elektryczna i cieplna) wynikające
z dość grubych warstw ograniczających. W tym względzie lepszym rozwiązaniem
mogą okazać się heterostruktury asymetryczne (w tym ADBSCH), jednak niemożliwe
będzie tam utrzymanie najniższych rozbieżności wiązki osiągniętych w konstrukcjach symetrycznych. Warto dodać, że kątowy rozkład promieniowania emitowanego
z heterostruktur asymetrycznych (również tych z pasywną warstwą falowodową,
jak ADBSCH) jest w przybliżeniu symetryczny, co wynika z modelowania i ma
potwierdzenie w eksperymencie.
Przedstawiony przegląd wskazuje na zasadnicze znaczenie starannej optymalizacji konstrukcji przyrządów i perfekcyjnego dopracowania technologii dla osiągania
oczekiwanych parametrów.
44
A. Maląg
LITERATURA
[1]
[2]
[3]
[4]
[5]
[6]
[7]
[8]
[9]
[10]
[11]
[12]
[13]
[14]
[15]
Kanskar M., Earles T., Goodnough T.J., Tiers E., Botez D., Mawsl L.J.: 73% CW
power conversion efficiency at 50 W from 970 nm diode laser bars, Electron. Letters,
41, 5 (2005) 245-247
Knigge A., Erbert G., Jönsson J., Pittroff, Staske R., Sumpf B., Weyers M., Tränkle
G.: Passively cooled 940 nm laser bars with 73% wall-plug efficiency at 70 W and
25ºC, Electron. Letters, 41, 5 (2005) 250-251
Pikhtin N.A., Silpchenko S.O., Sokolova Z.N., Stankevich A.L., Vinokurov D.A., Tarasov I.S., Alferov Zh.I.: 16 W continuous-wave output power from 100 μm-aperture
laser with quantum well asymmetric heterostructure, Electron. Lett., 40, 22 (2004)
1413-1414
Wang J., Smith B., Xie X., Wang X., Burnham G.T. .: High-efficiency diode lasers at
high output power, Appl. Phys. Lett., 74, 11 (1999) 1525-1527
Wilcox J.Z., Peterson G.L., Ou S., Yang J.J., Jansen M., Schechter D.: Gain- and threshold-current dependence for multiple quantum well lasers, J. Appl. Phys., 64 (1988)
6564-6567
Zorry P.S., Ed.: Quantum Well Lasers, Academic Press Inc., San Diego (1993)
Iordache G. et al.:High power CW output from low confinement asymmetric structure
diode laser, Electron. Lett., 35, 2 (1999) 148-149
Ryvkin B.S., Avrutin E.A.: Improvement of differential quantum efficiency and power
output by waveguide asymmetry in separate-confinement-structure diode lasers, IEE
Proc.-Optoelectron., 151, 4 (2004) 232-236
Ryvkin B.S., Avrutin E.A.: Effect of carrier loss through waveguide layer recombination
on the internal quantum efficiency in large-optical-cavity laser diodes, J. Appl. Phys.,
97, 11 (2005) 113106
Silfvenius C., Lindstrom C., Feitisch A.: Native-nitride passivation eliminates facet
failure, Laser Foc. World, 11, (2003) 69-73
Horie H. et al.: Reliability improvement of 980-nm laser diodes with a new facet
passivation process, IEEE JSTQE, 5, 3 (1999) 832-838
Sagawa M., Hiramoto K., Toyonaka T., Shinoda K., Uomi K.: High power COD-free
operation of 0.98 μm InGaAs/GaAs/InGaP lasers with noninjection regions near the
facets, Electron Lett., 30, 17 (1994) 1410-1411
Ochalski T. et al.: Thermoreflectance measurements of the temperature distribution in
laser diodes with non injected facets, MRS Proceedings, (acceped for publication)
Lammert R.M., Osowski M.L., Oh S.W., Panja C., Ungar J.E.: High power (> 10 W
from 100 μm aperture) high reliability 808 nm InGaAlAs broad area laser diodes,
Electron Lett., 42, (2006) 535-536
Wade J.K., Mawst L.J., Botez D.: High continuous wave power 0.8 μm-band, Al-free
active-region diode lasers, Appl. Phys. Lett., 70, 2 (1997) 149-151
45
[16] Sebastian J. et al.: High power 810-nm GaAsP-AlGaAs diode lasers with narrow beam
divergence, IEEE J. Sel. Topics Quantum Electron., 7, 2 (2001) 334-339
[17] Knauer A. et al.: High-power 808 nm lasers with a super-large optical cavity, Semiconductor Sci. Technol., 20, 6 (2005) 621-624
[18] Ryvkin B.S., Avrutin E.A.: Asymmetric, nonbroadened large optical cavity waveguide
structures for high-power long-wavelength semiconductor lasers, J. Appl. Phys., 97,
12 (2005) 123103
[19] Asryan L.V. et al.: Internal efficiency of semiconductor lasers with a quantum-confined
active region, IEEE JQE, 39, 3 (2003) 404-418
[20] Maląg A.: Beam divergence and COD issues in double barrier separate confinement
heterostructure laser diodes, Bulletin of the Polish Academy of Sciences, Technical
Sciences, 53, 2 (2005) 167-173
[21] Malag A. et al.: High power low vertical beam divergence 800 nm-band double-barrier-SCH GaAsP/(AlGa)As laser diodes, IEEE PTL (2006) in press
[22] Botez D., Ettenberg M.: Beamwidth approximations for fundamental mode in symmetric
double-heterojunction lasers, IEEE Journal Quant. Electron., QE-14, 11 (1978) 827-830
SUMMARY
HIGH POWER LASER DIODES – DESIGN OPTIMISATION ISSUES
Current achievements in the field of high-power laser diodes (LD) construction
are briefly presented. The scope has been limited to issues of heterostructure optimisation in terms of the parameters the most important for high power devices, such
as power conversion efficiency (PCE), COD level and an emitted beam quality (M2
and divergence). Presented results (of leading laboratories and ITME) indicate that
simultaneous maximisation of these parameters is very difficult. There is a wide
diversity of the record-high attainments in terms of preferred design solutions and
due to different wavelengths and material systems.
Praca jest sponsorowana przez Ministerstwo Nauki i Szkolnictwa Wyższego w ramach
Projektu PBZ–MIN–009/T11/2003.
46
PL
ISSN 0209-0058
I. Kujawa,
R. Stępień,
D. Pysz, P. Szarniak
T. 35 - 2007 NR 1
DWUSZKLANE WŁÓKNA MIKROSTRUKTURALNE
Ireneusz Kujawa1), Ryszard Stępień1), Dariusz Pysz1), Przemysław Szarniak1),
Andrzej Lechna1), Janusz Duszkiewicz1), Krzysztof Haraśny1), Irena Michalska1)
Periodyczny rozkład współczynnika załamania światła we włóknie fotonicznym PCF
(Photonic Crystal Fiber) uzyskuje się przez odpowiednie rozmieszczenie przestrzenne
obszarów z przynajmniej dwóch dielektryków – zwykle szkła i powietrza. Dwuszklane
włókna mikrostrukturalne są całkowicie szklanymi włóknami fotonicznymi, w przypadku których rolę węzłów sieci dwuwymiarowego kryształu fotonicznego pełnią inkluzje
ze szkła o innym współczynniku załamania niż matryca włókna. Dzięki użyciu dwóch
szkieł do utworzenia struktury periodycznej możliwa jest na etapie wytwarzania ścisła
kontrola geometrii mikrostruktury kryształu. Umożliwia to uzyskanie światłowodu
fotonicznego o zamierzonych własnościach optycznych. W artykule zaprezentowano
wykonane w wyniku prac dwuszklane włókna fotoniczne oraz przedyskutowano ich
potencjalne zastosowania.
1. WSTĘP
Utrzymanie cech strukturalnych na całej długości światłowodu fotonicznego
(PCF) jest niezbędne do zachowania planowanych własności optycznych [1-2].
Jednakże we włóknach szklano-powietrznych HF-PCF/HC-PCF (Holey Fiber PCF
lub Holey Clad PCF) uzyskanie intencjonalnego współczynnika wypełnienia jest
trudne technologicznie. Podczas procesu wytwarzania dochodzi do zmiany ciśnienia
w kanalikach tworzących płaszcz fotoniczny, fluktuacji napięcia powierzchniowego
szkła i tworzenia się niekorzystnego profilu gradientu temperatury w preformie ze
względu na liczne granice szkło-powietrze. W krytycznych przypadkach pojawiają
się znaczne deformacje (Rys. 1).
Większość przyczyn niejednorodności włókien można ostatecznie wyeliminować
modyfikując i dopracowując proces technologiczny. Nie da się jednak wyeliminować powstawania niejednorodności wewnątrz kapilar spowodowanych istnieniem
fali powierzchniowej [3]. W konsekwencji dochodzi do wzrostu tłumienności gotowych włókien ze względu na niejednorodności wewnętrznej powierzchni kapilar
1
47
Dwuszklane włókna mikrostrukturalne
tworzących płaszcz fotoniczny. Aby ominąć omawiany problem można wykorzystać
alternatywne podejście, zastępując mikrootworki mikroprętami, w wyniku czego
uzyskuje się światłowód mozaikowy o dwuszklanej mikrostrukturze fotonicznej
(Rys. 2) [4-5].
Rys. 1. Przykłady zdeformowanych struktur krystalicznych 2-D włókien szklano-powietrznych
HF-PCF
Fig. 1. Examples of disturbed 2-D air-glass structures of HF-PCF’s.
Rys. 2. Pierwszy światłowód SOHO (Southampton 2003) [4].
Fig. 2. First all-solid photonic crystal fiber made of two glasses named SOHO (Southampton
2003)[4].
2. CHARAKTERYSTYKA OGÓLNA DWUSZKLANEGO
WŁÓKNA OPTYCZNEGO
Włókna optyczne dwuszklane zwane też SOHO (all-Solid Holey Fiber) [4] są
całkowicie szklanymi światłowodami fotonicznymi. O tym jak będzie propagowane
światło w takim włóknie decyduje, podobnie jak w światłowodach HF-PCF, wielkość i rodzaj symetrii układu periodycznego kryształu fotonicznego, który stanowi
48
I. Kujawa, R. Stępień, D. Pysz, P. Szarniak
płaszcz włókna. Istotna jest również różnica między wartościami współczynników
załamania matrycy (tj. materiału rdzeniowego) R1 i płaszcza P1 oraz kształt i średnica d pojedynczego elementu sieci, a także stała sieci Λ (Rys. 3).
Rys. 3. Mikrostruktura o symetrii m = 6 – obszary jaśniejsze reprezentują szkło rdzeniowe
R1 o współczynniku załamania n1, obszary ciemniejsze reprezentują szkło płaszczowe P1
o współczynniku załamania n2.
Fig. 3. Twoglass hexagonal microstructure - brighter areas represent the core glass R1, darker
areas represent the clad glass P1 with refractive index n2.
Zaletą mikrostrukturalnych włókien dwuszklanych jest wyeliminowanie obszarów
powietrznych, w wyniku czego łatwiej jest kontrolować geometryczne parametry
płaszcza na całej długości światłowodu w czasie jego wytwarzania [4-9]. Nieobecność mikrokanalików w prezentowanych włóknach ułatwia polerowanie ich czół
oraz chroni je przed wpływem czynników zewnętrznych.
Włókna złożone z kilku lub więcej rodzajów szkieł mogą posiadać szereg konfiguracji
mikrostruktury fotonicznej (Rys. 4) [4-14].
Dopuszczalna jest również konfiguracja kilkurdzeniowa [15-16]. O ile brak jest
przeszkód technologicznych, w każdym z przypadków można dowolnie kształtować
wielkość d/Λ oraz średnicę rdzenia DR, jak i ilość warstw struktury periodycznej
płaszcza fotonicznego.
49
Rys. 4. Możliwe konfiguracje strukturalne fotonicznych włókien dwu- lub więcej szklanych.
Fig. 4. The possible structural configurations of twoglass or several glasses photonic crystal
fibers.
3. WŁASNOŚCI WŁÓKIEN DWUSZKLANYCH
Propagacja światła w defekcie w oparciu o całkowite wewnętrzne odbicie TIR
(Total Internal Reflection) w dwuszklanych światłowodach fotonicznych wynika
z różnicy między wartością współczynnika załamania defektu (rdzenia), a mniejszą
od niego wartością efektywnego współczynnika załamania płaszcza fotonicznego.
Wysokie mody wyciekają przez płaszcz fotoniczny, w rdzeniu prowadzone są za to
mody o najmniejszej średnicy [11-13].
Efekt pojawiania się fotonicznych pasm wzbronionych PBG (Photonic Bandgap) w strukturach dwuszklanych pokazano na Rys. 5. Zjawisko to jest efektem
będącym optycznym odpowiednikiem pasm wzbronionych w półprzewodnikach.
Pasma wzbronione we włóknach fotonicznych są następstwem występowania dyfrakcji Bragga na periodycznej strukturze płaszcza fotonicznego. Przerwa fotoniczna
określa zakres długości fali, dla których światło nie może się propagować, dzięki
czemu światło z tego zakresu jest odbijane od struktury. Zaburzenie periodyczności
struktury przez wprowadzenie defektu, prowadzi do lokalizacji w jego obszarze
światła odbitego [5-9, 11-13].
50
Rys. 5. Pasma wzbronione dla dwuszklanych struktur PBG: (a) d/Λ = 0,4; (b) d/Λ = 0,5.
Fig. 5. Photonic bandgap diagrams of two-glass photonic crystals: (a) d/Λ = 0,4; (b) d/Λ =
0,5.
Wykorzystanie do budowy płaszcza fotonicznego szklanych mikroprętów zamiast mikrootworów ma istotny wpływ na wielkość kontrastu między płaszczem
a rdzeniem. Wartość częstości własnej Veff struktur dwuszklanych jest niższa niż
Veff struktur szklano-powietrznych [4-6, 8]. Wielkość kontrastu nie tylko zależy od
51
współczynnika wypełnienia, ale też od współczynników załamania światła szkieł P1
i R1. Wielkość Veff wpływa na własności modowe gotowego włókna.
Rys. 6. Wpływ dyspersji materiałowej i geometrycznej na całkowitą dyspersję światłowodu
jednodomowego.
Fig .6. The influence of material and geometrical dispersion on total dispersion of single
mode photonic fiber.
Zastąpienie mikrokanalików mikroprętami ułatwia proces technologiczny. Wytwarzane struktury są powtarzalne – bez znaczących wad stochastycznych [4-9].
Ma to szczególne znaczenie np. dla światłowodów o planowanej charakterystyce
dyspersyjnej [6, 17-18].
Dyspersja całkowita D włókna jest czuła na przypadkowe deformacje płaszcza
fotonicznego (tzn. zmiany wartości dyspersji geometrycznej Dg), które w tym przypadku są w dużym stopniu eliminowane. Ułatwia to uzyskanie założonej dyspersji
całkowitej światłowodu (Rys. 6), która jest zdefiniowana jako suma dyspersji modowej Dmod, geometrycznej Dg i materiałowej Dm, a co za tym idzie można kształtować
dyspersję prędkości grupowej GVD gotowego włókna:
52
D(λ ) = Dmod (λ ) + D g (λ ) + Dm (λ ) ≡ −
2π
GVD
c
(1)
Dmod = 0, gdy struktura jest jednodomowa
Jeśli dobierze się w sposób optymalny współczynniki załamania szkieł R1 i P1
i otrzyma przez dobór d i d/Λ niską wartości Veff, to uzyska się włókno jednomodowe
w nieskończenie szerokim zakresie widmowym (Endlessly Single Mode PCF) [19].
Dla takiego włókna wartość dyspersji modowej wynosi zero. Wówczas na całkowitą
dyspersję włókna wpływać będzie jedynie dyspersja materiałowa użytych szkieł oraz
dyspersja geometryczna Dg struktury periodycznej kryształu. Zgodność wykonanych
struktur z projektem (tj. nieznaczne tylko odstępstwa wielkości d i d/Λ od założonych)
gwarantuje uzyskanie planowanej dyspersji całkowitej włókna, czyli położenie punktu
D(λ) = 0 i nachylenie krzywej dyspersji Bd = dD/dλ.
Zastosowanie w takim włóknie ciężkich szkieł o znacznych współczynnikach
nieliniowości dodatkowo umożliwia wytwarzanie włókien wysoce nieliniowych [4,
20-22].
Podobieństwa i różnice między fotonicznymi włóknami dwuszklanymi i szklano-powietrznymi zestawiono w Tab. 1.
Tabela 1. Podobieństwa i różnice między włóknami dwuszklanymi i szklano-powietrznymi.
Table 1. Similarities and differences between two glass and air-glass photonic fibers.
PODOBIEŃSTWA
RÓŻNICE
◊Kształtowanie własności propagacyjnych W przypadku struktur dwuszklanych:
przez dobór symetrii m, średnicy ele- ◊ Łatwiejsza kontrola geometrii płaszcza
fotonicznego – ograniczenie przypadmentu sieci d oraz stałej sieci Λ płaszcza
kowych deformacji
fotonicznego.
◊ Zgodność wykonanych struktur z pro◊ Uzyskiwanie:
jektem
- jednodomowości,
◊
Szersza
możliwość kształtowania wła- dużego pola modowego,
sności
dyspersyjnych
i nieliniowych
- dwójłomności,
- efektów nieliniowych,
- zjawiska PBG.
4. DOBÓR SZKIEŁ
Przy opracowywaniu sposobu wytwarzania optycznych włókien SOHO brano pod
uwagę szereg szkieł wieloskładnikowych. Po przeanalizowaniu składu chemicznego
oraz wielkości współczynników rozszerzalności termicznej do przeprowadzenia prób
53
technologicznych wytypowano dwa szkła: komercyjne szkło ołowiowe F2 (ρ = 3,61g/ cm3)
firmy SHOTT o wysokiej transmisji oraz topione w Pracowni Szkieł ITME szkło
krzemianowe NC-21A (ρ = 2,50g/cm3). Skład szkieł przedstawiono w Tab. 2. Różnica
współczynników załamania światła w zakresie spektralnym 450÷670 nm tych szkieł
wynosi ~ ∆n = 0,086 (Rys. 7).
Tabela 2. Skład tlenkowy szkieł wytypowanych do wytworzenia dwuszklanej struktury
fotonicznej.
Table 2. Oxide composition of selected to producing the two-glasss fotonic structure.
Symbol szkła
Skład tlenkowy [%mas.]
SiO2
Al2O3
B 2O 3
PbO
Li2O
Na2O
K 2O
As2O3
F2
45,7
-
-
45,5
-
3,5
5,0
0,8
NC-21A
55,0
1,0
26,0
-
3,0
9,5
5,5
0,8
Rys. 7. Współczynnik załamania szkieł F2 i NC-21A w funkcji długości fali.
Fig. 7. Refractive index of F2 and NC-21A glasses as a function of wavelength.
Dane uzsykane z mikroskopu grzewczego i dylatometru potwierdziły dobre
dopasowanie wzajemne współczynników rozszerzalności termicznej i lepkości obu
szkieł (Tab. 3).
54
Tabela 3. Dane z mikroskopu grzewczego i dylatometru wytypowanych szkieł.
Table 3. The data from Leitz’s microscope and the dilatometer for selected glasses.
L.p.
Parametr
1.
nd
NC-21A
1,533
·10-7K-1
94
82
3.
Tg [oC]
430
500
4.
DTM [oC]
500
530
2.
5.
Nazwa szkła
F2
1,619
300
α 20
mikroskop grzewczy:
- temp. zaoblenia,
- temp. kuli,
- temp. półkuli,
- temp. rozpłynięcia.
520
690
820
1130
300
α 20
590
690
750
900
300
gdzie: nd – współczynnik załamania światła; α 20 - współczynnik rozszerzalności
termicznej w zakresie 20oC-300oC; Tg – temperatura transformacji; DTM – dylatometryczna temperatura mięknięcia.
Rys. 8. Krzywe lepkości szkieł F2 i NC-21A.
Fig. 8. The curves of viscosity of glasses: F2 and NC-21A.
55
Na Rys. 8 przedstawiono krzywe lepkości szkieł wytypowanych do realizacji
opisywanego włókna. Jak widać w temperaturze ~ 700oC, szkła mogą być wspólnie
przetwarzane ze względów lepkościowych.
Transmisja spektralna szkła F2 i NC-21A została zaprezentowana na Rys. 9.
Rys. 9. Transmisja spektralna wytypowanych szkieł.
Fig. 9. Spectral transmission of selected glasses.
Dla wybranej pary szkieł (P1 = NC-21A, R1 = F2) przeprowadzono obliczenia
własności modowych struktur dwuszklanych dla różnych współczynników wypełnienia oraz stałych sieci d: 0,5; 0,6; 0,7; 0,8; 0,9 i Λ = 2,0μm i porównano je dla
analogicznych struktur szklano-powietrznych (Rys. 10).
Rys. 10. Porównanie efektywnych współczynników załamania dla najwyższego modu płaszczowego struktur: a) szklano-powietrznych ( F2/powietrze), b) dwuszklanych ( F2/NC-21A)
o różnych współczynnikach wypełnienia.
Fig. 10. The comparison of effective refractive indexes for the highest cladding mode: a) for
F2/air structure, b) for F2/NC -21A twoglass structure – for several filling factors.
56
Zastosowanie szkieł F2 i NC-21A ułatwia uzyskanie jednodomowości w szerokim
zakresie widmowym i zwiększa tolerancję procesu technologicznego ze względu
na niejednorodność rozmiarów mikroprętów oraz odstępstwa od zaprojektowanego
współczynnika wypełnienia.
5. TECHNOLOGIA WŁÓKIEN DWUSZKLANYCH
Mozaikę dwuszklaną można uzyskać we włóknie światłowodowym przez proces
przeskalowywania makrostruktury do mikrostruktury (Rys. 11). Wszystkie etapy
procesu technologicznego wymagają podwyższonych standardów czystości.
Rys. 11. Sposób wykonania włokien dwuszklanych SOHO [23].
Fig. 11. The procedure of manufacturing of two-glass fibers type SOHO [23].
W obu przypadkach, to jest dla struktury PBG o n1<n2 i TIR on1>n2, po dobraniu
parametrów procesu wyciągania uzyskano struktury poprawne (Rys. 12) [5-6, 18,
23], potwierdzając w ten sposób prawidłowość doboru szkieł. Struktura z Rys. 12(a)
składa się z matrycy wykonanej ze szkła NC-21A o niższym współczynniku (n1) w
stosunku do szkła płaszczowego F2 o wyższym współczynniku (n2), co eliminuje
możliwość wystąpienia całkowitego wewnętrznego odbicia, które występuje, gdy jako
matrycy użyje się szkło F2, a inkluzje wykona ze szkła NC-21A (Rys. 12(b)).
57
Rys. 12. Uzyskane fotoniczne światłowody dwuszklane: (a) PBG, (b) TIR.
Fig. 12. Manufactured twoglass photonic fibers: (a) PBG, (b) TIR.
Jak widać z zaprezentowanych zdjęć (Rys. 12), liniowy współczynnik wypełnienia d/Λ ≈ 0,5. Świadczy to o dobrej skalowalności struktury, gdyż z takiego d/Λ
startowano. Znaczniejsze deformacje dotyczą ostatniego rzędu płaszcza fotonicznego
co jest związane z pojawianiem się sił deformujących w trakcie integracji w wyniku
działania próżni.
Jak widać z Rys. 12(a) podczas procesu wyciągania włókna PBG pręciki ze
szkła F2 utworzyły obszary gwiazdkowe. W temperaturze wyciągania zastosowane
tu szkło płaszczowe F2 posiada mniejszą lepkość niż NC-21, które w tym włóknie
pełni rolę matrycy o niższym współczynniku załamania. Jednakże taka zmiana geometrii elementu sieci we włóknach PBG wprowadza relatywnie niewielkie zmiany,
jeśli chodzi o umiejscowienie i kształt przerw fotonicznych [7, 8]. Dla przedstawionego na Rys. 13 światłowodu o średnicy Dfiber = 122,8 μm i długości Lfiber = 30 cm
zaobserwowano prowadzenie światła w przerwie w zakresie światła widzialnego w
obszarze światła pomarańczowego λ ≈ 590÷625 nm (Rys. 13).
Rys. 13. Prowadzenie światła w przerwie fotonicznej w zakresie światła widzialnego
(λ ≈ 590÷625 nm).
Fig. 13. Photonic bandgap guiding of visible
light (λ ≈ 590÷625 nm).
58
Tłumienność wykonanych światłowodów TIR (Rys. 12(b)) zaprezentowano
w Tab. 4.
Tabela 4. Tłumienność światłowodów dwuszklanych typu TIR (λ = 632,8 μm) [6].
Table 4. The attenuation of two glass photonic fibers type TIR for λ = 632,8 μm [6].
Średnica świad [μm] Λ [μm]
tłowodu [μm]
Liniowy współczynnik
wypełnienia
d/Λ
Tłumienność światłowodu
A
[dB/m]
90
3,18
5,0
0,636
1,9
100
3,21
5,6
0,573
8,7
110
3,60
6,1
0,590
5,4
125
3,92
7,6
0,516
1,8
W trakcie prac technologicznych uzyskano dobrą skalowalność geometryczną
płaszcza fotonicznego (Rys. 14).
Rys. 14. Przykładowe światłowody SOHO TIR: 1- włókno o średnicy 105 μm, 2 - włókno
o średnicy 120 μm, 3 - włókno o średnicy 160 μm.
Fig. 14. Samples of optical fibres type SOHO TIR: 1- diameter of fiber 105 μm, 2 - diameter
of fiber 120 μm, 3 - diameter of fiber 160 μm.
59
W ramach prac przeprowadzonych w roku 2005 uzyskano również strukturę typu
ACSC (Air Core - Solid Clad), czyli powietrzny rdzeń-płaszcz szklany (Rys. 15).
Rys. 15. Struktura włókna typu ACSC.
Fig. 15. The hexagonal structure of SCSC..
Początkowe wymiary preformy były identyczne jak w poprzednich procesach.
Dla tej konfiguracji uzyskano poprawną strukturę fotoniczną (Rys. 16).
Rys.16. Struktura włókna ACSC Dfiber = 123,80 μm; d ≈ 3,90 μm; Λ ≈ 7,49 μm; DR = 3,67 μm:
a) widok ogólny; b) zbliżenie obszaru rdzenia powietrznego.
Fig.16. The hexagonal structure of ACSC fiber (Dfiber = 123,80 μm; d ≈ 3,90 μm; Λ ≈ 7,49 μm;
DR = 3,67 μm): a) general view; b) air core region.
Dla dwóch próbek włókna zaobserwowano prowadzenie światła w zakresie
widzialnym: 1) w zakresie światła czerwonego λ ≈ 625–740 nm i 2) w zakresie
światła zielonego λ ≈ 520–565 nm (Rys. 17).
60
Rys. 17. Propagacja światła z zakresu widzialnego we włóknie o dwuszklanym płaszczu
fotonicznym i powietrznym rdzeniu o różnych wymiarach otworu: 1) 4 μm, 2) 2 μm.
Fig.17. Guiding visible light in air core: 1) diameter of air core 4 μm – red light, 2) diameter
of air core 2 μm – green light.
Kontrola wielkości otworu centralnego pełniącego rolę rdzenia jest krytyczna.
Niestety zaobserwowano dużą niestabilność wielkości średnicy powietrznego rdzenia
wzdłuż włókna. Dlatego też trudno uzyskać stałość warunków propagacji na długim
odcinku światłowodu.
6. PODSUMOWANIE
W dotychczasowych pracach uzyskano światłowody SOHO TIR o tłumienności
poniżej 2,0 dB/m dla λ = 632,8 nm. Uzyskano również światłowody SOHO PBG ze
szklanym i powietrznym rdzeniem, w którym zaobserwowano prowadzenie światła
w zakresie widzialnym.
7. PERSPEKTYWY ROZWOJU
W trakcie realizacji tematu statutowego pt.: „Opracowanie sposobu wytwarzania
włókien typu SOHO (all-Solid Holey Fiber)”:
• dobrano kompatybilną parę szkieł, która umożliwiła wykonanie dwuszklanych
mikrostrukturalnych włókien fotonicznych SOHO,
• opracowano technologię i wykonano prototypowe włókna SOHO,
• uzyskano dobre odwzorowanie implementowanych struktur oraz ich skalowalność
(Rys. 12, 14),
61
• wykonano także nadprogramowo włókno o roboczej nazwie ACSC (Rys. 16).
W oparciu o te doświadczenia w ramach aktualnie realizowanego grantu: „Projektowanie i wytwarzanie światłowodów mikrostrukturalnych z przerwą fotoniczną
ze szkieł wieloskładnikowych” przewiduje się wykonanie serii włókien ze strukturą
dwuszklaną umożliwiającą propagacje światła w oparciu o zjawisko PBG dla celów
czujnikowych. Ponadto dalszym planowanym na 2007 rok etapem prac nad dwuszklanymi strukturami fotonicznymi będzie próba wykonania materiału makroskopowego
o własnościach kryształu fotonicznego. Jak już wspomniano, struktura posiadająca
pasmo wzbronione odbija światło o długości z obszaru przerwy. Taki makroskopowy obszar (np. 1 mm x 1 mm) z zaimplementowanym dwuwymiarowym pełnym
kryształem fotonicznym o określonej przerwie wzbronionej może stanowić nowy
materiał fotoniczny stosowany jako filtr optyczny odbijający fale o zaplanowanych
długościach. Wytworzenie docelowo płytek lub/i soczewek z takiego materiału
może umożliwić wykonanie nowej klasy optycznych filtrów i elementów optyki
objętościowej.
Koncepcja dwuszklanych światowodów fotonicznych może przynieść korzyści
tam, gdzie wymagany jest odpowiedni kształt charakterystyki dyspersyjnej. Ewentualność kontrolowanego wypłaszczania dyspersji całkowitej światłowodu i przesuwania punktu D(λ) = 0 i nachylenia Bd = dD/dλ w okolicach tego punktu stwarza
szereg możliwości. Takie profilowanie własności dyspersyjnych jest istotne nie tylko
przy jej kompensacji, ale również w światłowodach nieliniowych, które mogą być
stosowane do generacji koherentnego światła białego [6, 21, 24-25] w spektroskopii,
interferometrii, czy koherentnej tomografii optycznej. Do uzyskania supercontinuum
wymagany jest mały rdzeń oraz płaska dyspersja anormalna (dodatnia) – włókna
dwuszklane ze szkieł wieloskładnikowych pozwalają stosunkowo łatwo spełnić oba
warunki[18].
Przedstawione prace wykonano w ramach realizacji tematu statutowego ITME pt.:
„Opracowanie sposobu wytwarzania włókien typu SOHO (all-Solid Holey Fiber)”
(2005 r).
LITERATURA
[1]
[2]
[3]
62
Nielsen M.D., Folkenberg J.R., Mortensen N.A.: Reduced microdeformation attenuation
in large-mode area potonic optical fibers for visible applications, Opt. Lett. 28, (2003)
1645-1647
Steel M., White T., de Sterke C.M., McPhedran R., Botton L.: Symmetry and degeneracy
in microstructured optical fibers, Opt. Lett. 26 (2001) 488-490
Birks T.A., Roberts P.J., Couny F., Sabert H., Mangan B.J., Williams D.P, Farr L.,
Mason M.W., Tomilinson A., Knight J.C., Russell P.St. J.: The fundamental limits
[4]
[5]
[6]
[7]
[8]
[9]
[10]
[11]
[12]
[13]
[14]
[15]
[16]
[17]
[18]
[19]
[20]
to the attenuation of hollow-core photonics crystal fibers, Proc. of ICTON (2005) 1,
107-110
Feng X., Monro T.M., Petropoulos P., Finazzi V., Hewak D.: Solid microstructured
optical fiber, Opt. Express, 11, 18 (2003) 2225-2230
Kujawa I., Lusawa M., Pysz D., Buczyński R., Stępień R.: Światłowody fotoniczne
z płaszczem dwuszklanym i szklano-powietrznym, X Konf. Światłowody i ich zastosowania, Krasnobród 2006, Mat. Konf., 171-176
Kujawa I., Szarniak P., Buczyński R., Pysz D., Stępień R.: Development of all-solid
photonic crystal fibers, Proc. SPIE 6182 (2006) 2Q1-2Q8
Luan F., George A.K., Hendley T.D., Pearce G.J, Bird D.M., Knight J.C., Russell
P.St. J.: All-solid photonic band gap fiber, Opt. Lett. 29 (2004) 2369-2371
Argyros A., Birks T.A., Leon-Saval S.G., Cordeiro C.M.B., Luan F., Russell P.St.J., Photonic bandgap with an index step of one percent, Opt. Express 13, 1 (2005) 309-314
Bouwmans G., Bigot L., Quiquempois Y., Lopez F., Provino L., Douay M.: Fabrication
and characterization of an all-solid 2D photonic bandgap fiber with a low-loss region
(< 20dB/km) around 1550 nm, Opt. Express, 13, 21 (2005) 8452-8459
Cryan C., Tatah K., Strack R.: Multi-component all glass photonic bandgap fiber, US
Patent No. US 6598428B1 Jul. 29, 2003
Knight J.C.: Photonic crystal fibres, Nature, 424 (2003) 847-851
Knight J.C., Broeng J., Birks T.A., Russel P.S.: Photonic band gap guidance in optical
fibers, Science, 282 (1998) 1476-1478
Pysz D., Stępień R., Jędrzejewski K., Kujawa I.: Włókna fotoniczne ze szkieł wieloskładnikowych, Materiały Elektroniczne, 30, 3 (2002) 39-50
Yi N., Lei Z., Shu J., Jiangde P.: Dispersion of square solid-core photonic bandgap
fibers, Opt. Express, 12, 13 (2004) 2825-2830
Pysz D., Kujawa I., Szarniak P., Franczyk M., Stepień R.: Multicomponent glass fiber
optic integrated structures, Photonic Crystals and Fibers: SPIE International Congress
on Optics and Optoelectronics, Warsaw 2005, paper 5951-02
Buczyński R., Szarniak P., Pysz D., Kujawa I., Stępień R., Szoplik T.: Properties of
a double-core photonic crystal fibre with a square lattice, Proc. SPIE, 5576 (2004)
85-91
Łucki M. Bohač L.: Flexible control of dispersion in Index Guiding Photonic Crystal
Fibers governed by geometrical parameters, Proc. SPIE, 6182, (2006) 2F1-2F9
Kujawa I., Pysz D., Stępień R., Michalska I.: Dwuszklany światłowód fotoniczny o
własnościach dyspersyjnych, Optoelektronika, 2006 – Poznań, Mat. Konf. 9-11
Birks T.A., Knight J.C., Russell P. St. J.: Endlessly single-mode photonic crystal fiber.
Opt. Lett., 22, (1997) 961-963
Szarniak P., Foroni M., Buczyński R., Pysz D., Wasylczyk P., Gaboardi P., Poli F.,
Cucinotta A., Selleri S., Stępień R.: Nonlinear photonic crystal fiber with high birefringence made of silicate glass, Proc. SPIIE, 6182 (2006) 6182, 201-208
63
[21] Buczyński R., Lorenc D., Bugar I., Korzeniowski J., Pysz D., Kujawa I., Uherek F.,
Stępień R.: Nonlinear microstructured fibers for supercontinuum generation, X Konf.
Światłowody i ich Zastosowania, Krasnobród 2006, Mat. Konf. 81-86
[22] Petropoulos P., Monro T. M., Ebendorff-Heidepriem H., Framoton K., Moore R. C.,
Rutt H.N., Richardson D.J.: Soliton-self-frequency-shift effects and pulse compression
in an anomalously dispersive highnonlinearity lead silicate holey fiber, OFC 2003, OSA
Proceeding Series (Optical Society of America, Washington, D. C.), 2003, PD3
[23] Kujawa I., Stępień R., Pysz D., Szarniak P., Haraśny K., Michalska I.: Technologia
włókien mikrostrukturalnych typu all-Solid Holey Fiber (SOHO), Ceramika, Polish
Ceramic Bulletin, 912 (2005), 775-782
[24] Yamamoto T., Kubota H., Kawanishi S., Tanaka M., Yamaguchi S.: Supercontinuum
generation at 1.55μm in a dispersion-flattened polarization-maintaining photonic crystal
fiber, Opt. Express, 11, 13 (2003) 1537-1540
[25] Mitrofanov A.V., Linik Y.M., Buczynski R., Pysz D., Lorenc D., Bugar I., Ivanov
A.A., Alfimov M.V., Fedotov A.B., Zheltikov A.M.: Highly birefringent silicate glass
photonic-crystal fiber with polarization-controlled frequencyshifted output: A promising
fiber light source for nonlinear Raman microspectroscopy, Opt. Express, 14, 22, 30
(2006) 10645-10651
Summary
MICROSTRUCTURAL TWO-GLASSES OPTICAL
FIBERS
In the case of photonic crystal fibers using two or more multicomponent glasses
in the photonic structure allows to manipulate refractive index contrast which is not
possible in holey fibers. The all-solid holey fibers (SOHO) offer additional degree
of freedom to the designer for determination of dispersion than in case of air-holes
PCFs. Moreover a fabrication of all-solid PCFs allows for a better control of geometry and uniformity of the cladding structure design. We report on fabrication of
such fibers made of multicomponent glasses. In the paper we also discuss possible
future modifications of the structures and their potential applications.
64
M.ISSN
Słoma,
M. Jakubowska,
PL
0209-0058
R. Jezior
T. 35 - 2007 NR 1
ZASTOSOWANIE KLEJÓW PRZEWODZĄCYCH
W MIKROMONTAŻU ELEKTRONICZNYM JAKO
ALTERNATYWY DO POŁĄCZEŃ LUTOWANYCH
Marcin Słoma1, Małgorzata Jakubowska2, Ryszard Jezior1
Artykuł zawiera analizę istniejących rozwiązań zastosowania klejów przewodzących
w technologii montażu układów elektronicznych. Celem jego jest ukazanie zastosowań
kompozytów przewodzących w montażu mikroelektronicznym, jako alternatywy do
połączeń lutowanych. Dotychczas stosowane lutowia PbSn zawierające ołów są obecnie wypierane z montażu elektronicznego wskutek obowiązywania dyrektywy RoHS
(Restriction of Hazardous Substances), wykluczającej stosowanie ołowiu, kadmu, rtęci
i sześciowartościowego chromu w podzespołach elektronicznych [1]. Nowe, bezołowiowe lutowia wymagają lutowania w wyższych temperaturach, co powoduje zwiększenie narażenia montowanych elementów. Proponowane przez autorów zastosowanie
klejów przewodzących pozwoli na uniknięcie tego negatywnego zjawiska.
Przedstawiono opis i wyniki badań własnych, mających na celu porównanie parametrów elektrycznych i mechanicznych złącz wykonanych z zastosowaniem klejów
przewodzących ze złączami wykonanymi tradycyjnymi metodami z zastosowaniem
lutowia PbSn lub lutowia bezołowiowego. Zaproponowana porównawcza metoda
pomiaru parametrów elektrycznych i mechanicznych mikropołączeń pozwala jednoznacznie ocenić stopień przydatności klejów przewodzących w technologii montażu
układów elektronicznych z kontaktami ukrytymi typu Flip-Chip.
1. WSTĘP
Substancje adhezyjne w montażu elektronicznym znalazły szerokie zastosowanie już od początku istnienia tej dziedziny przemysłu [2]. Stosuje się je zarówno
jako materiały służące w montażu mechanicznym, głównie kleje nieprzewodzące,
oraz jako substancje montażu elektronicznego. W pierwszym zastosowaniu, kleje
muszą charakteryzować się dobrą wytrzymałością na czynniki mechaniczne oraz
temperaturowe, a także spełniać wszystkie dodatkowo zakładane parametry, np. być
1
2
Politechnika Warszawska, Instytut Inżynierii Precyzyjnej i Biomedycznej, ul. Św. Andrzeja
Boboli 8, 02-525 Warszawa
65
Zastosowanie klejów przewodzących w mikromontażu elektronicznym....
odporne na warunki środowiskowe. W drugim przypadku substancja adhezyjna poza
właściwościami mechanicznymi musi przede wszystkim przewodzić sygnał elektryczny. Tą własność posiadają adhezyjne substancje przewodzące zwane również
organicznymi kompozytami przewodzącymi z fazą in-vitro [3-4]. Faza funkcjonalna
elektroprzewodząca złożona ze struktur węglowych lub związków metalicznych
o odpowiednim składzie chemicznym, kształcie oraz wielkości, zależnych od oczekiwanych parametrów, zapewnia znaczne zmniejszenie rezystancji kleju, a co za tym
idzie zwiększenie przewodności, do poziomu porównywalnego z przewodnictwem
domieszkowanego krzemu, a nawet słabiej przewodzących metali [3-5]. Cząsteczki
metaliczne wykonywane są z takich pierwiastków jak złoto, platyna, srebro, nikiel, oraz
pallad lub z ich stopów, a rzadziej z miedzi czy węgla (grafit, sadza), choć ostatnio
dość duże zastosowanie znajdują nanostruktury węgla tj. fulereny i nanorurki. Kształt
cząstek fazy elektroprzewodzącej jest bardzo zróżnicowany. Są to najczęściej kulki,
łuski, włókna, itp. Rozmiary cząstek także są różne; od wymiarów submikronowych
do dziesiątek lub setek mikrometrów. Zagęszczenie cząstek jest w granicach 30%
objętości substancji klejącej i jest determinowane głównie przez granicę perkolacji,
czyli występowania ścieżek złożonych ze stykających się cząstek zapewniających
przewodność elektryczną.
Kleje elektroprzewodzące można podzielić na dwie zasadnicze grupy, różniące
się od siebie sposobem przewodnictwa:
• Kleje izotropowe, które posiadają własność przewodzenia impulsów elektrycznych
w każdej płaszczyźnie geometrycznej. Cząstki przewodzące dodane do osnowy
polimerowej mają najczęściej kształt kulek, łusek lub włókiem o rozmiarach od
kilkudziesięciu do kilkuset mikrometrów. Wypełnienie objętościowe na poziomie
10 - 30% (zależnie od kształtu cząstek wypełniacza) zapewnia przewodnictwo
elektryczne. Odpowiedni kształt, wielkość i zagęszczenie powodują powstawanie
ścieżek przewodnictwa elektrycznego na stykach ziaren oraz występowanie efektu
tunelowania poprzez dielektryk pomiędzy cząsteczkami (Rys. 1).
Układ
Kontakt podwyższony
Faza polimerowa
Włókna przewodzące
Hermetyzacja
Pole kontaktowe
Rys. 1. Budowa mikropołączenia z użyciem kleju izotropowego.
Fig. 1. Cross section of microjoint assembled with isotropic
conductive adhesive.
66
Płytka podłożowa
M. Słoma, M. Jakubowska, R. Jezior
• Kleje anizotropowe, które podobnie jak poprzednio omawiane kleje izotropowe
posiadają własność przewodnictwa elektrycznego, z tą jednak różnicą, że przewodzenie odbywa się prostopadle do ściśle określonej jednej z płaszczyzn geometrycznych. Efekt ten uzyskiwany jest przez odpowiednie dobranie wymiarów,
kształtu oraz zagęszczenia cząstek przewodzących w medium dielektrycznym.
Cząstki mają najczęściej kształt kulisty, o średnicy nieprzekraczającej 10 μm. Kluczową własnością zapewniającą przewodnictwo elektryczne w zadanym kierunku,
jest dobór zagęszczenia cząsteczek. Jest ono znacznie mniejsze niż w przypadku
klejów izotropowych i wynosi 5 - 10% objętości substancji. Można przyjąć, że
kleje anizotropowe są substancjami izolującymi elektrycznie. Klej nakładany
pomiędzy dwa końce obwodu elektrycznego (np. pomiędzy pole kontaktowe na
obwodzie drukowanym a kontakt na układzie elektronicznym) jest odpowiednio
ściskany w taki sposób, aby zawarte w nim cząsteczki miały całkowity kontakt
mechaniczny z obiema powierzchniami łączonymi. Jest to zapewniane do tego
stopnia, że cząstki dosłownie wbijają się w obie powierzchnie, przez co uzyskuje
się pełny kontakt mechaniczny oraz kontakt elektryczny. Ponieważ kulki przewodzące powinny się w znacznym stopniu odkształcić, często stosuje się kulki
polimerowe pokryte cienką warstwą metalu. Zmniejsza to jednak przewodność
takiego kleju, lecz powstałe w ten sposób połączenie jest bardziej niezawodne.
W pozostałych kierunkach zapewniona jest izolacja elektryczna, gdyż zagęszczenie cząstek jest na tyle małe, aby nie nastąpiło ich grupowanie w ścieżki
przewodnictwa (Rys. 2).
Układ
Kontakt podwyższony
Faza polimerowa
Kulki przewodzące
Pole kontaktowe
Podłoże
Rys. 2. Budowa mikropołączenia z użyciem kleju anizotropowego.
Fig. 2. Cross section of microjoint assembled with anisotropic conductive adhesive.
Oprócz klejów w postaci ciekłej występują również taśmy klejące zdolne do
przewodzenia impulsów elektrycznych. W mikromontażu układów typu Flip-Chip są
to głównie taśmy anizotropowe. Materiał ten nakładany jest na podłoże, a następnie
67
montuje się na nim układ elektroniczny. Zasada tworzenia kanałów przewodzących
jest identyczna jak w przypadku klejów anizotropowych w postaci płynnej. Najczęściej stosowanymi cząstkami metalicznymi są kulki srebrne, niklowe, złote, szklane,
pokryte niklem lub srebrem oraz bardzo miękkie kulki polimerowe pokryte metalami. Każdy z tych rodzajów wypełnienia ma swoje zastosowania. Kulki miękkie
(złote, polimerowe) stosowane są na podłoża twarde (szklane, ceramiczne), a kulki
twarde (szklane powlekane metalami, srebrne, niklowe) na podłoża miękkie (FRx,
elastyczne). Podstawową zaletą taśm anizotropowych nad klejami anizotropowymi
jest możliwość umiejscowienia w przestrzeni elementów metalicznych, co umożliwia
ujednorodnienie zagęszczenia we wszystkich płaszczyznach taśmy. W przypadku
klejów płynnych istnieje skończone prawdopodobieństwo powstawania aglomeracji
cząstek fazy funkcjonalnej co może prowadzić do powstawania połączeń w nieplanowanych kierunkach. W przypadku taśm izotropowych materiał w postaci taśmy
klejącej domieszkowany jest wypełniaczem metalicznym w formie drobnych włókien jednorodnie rozmieszczonych w objętości polimeru. Zjawisko przewodnictwa
występuje na takich samych warunkach jak w kleju w postaci płynnej. Materiały
stosowane jako włókna przewodzące również są identyczne jak w klejach płynnych, jednak z zachowaniem odpowiednio większych wymiarów włókien (średnicy
~100 μm, długości 1 - 5 mm).
Zastosowania klejów w przemyśle montażu elektronicznego, stanowi alternatywne rozwiązanie dla technologii lutowania oraz technologii montażu bezpośredniego.
Stosuje się je jako substancje montażowe dla elementów oraz podłoży wrażliwych
na wysokie temperatury, jak i w przypadku, gdy element lub podłoże są wrażliwe
na inne czynniki występujące przy montażu z wykorzystaniem technik lutowania lub
montażu drutowego. Technologia klejenia zapewnia również rozwiązanie problemu
zastosowania lutowi zawierających związki ołowiu, jako technologia eliminująca
go.
Ograniczenia w stosowaniu niektórych związków w przemyśle elektronicznym,
wynikające z wprowadzenia dyrektywy RoHS [1], wymuszają zastosowanie alternatywnych rozwiązań. Główne postulaty zawarte w tej dyrektywie odnoszą się do
redukcji zawartość rtęci, kadmu, ołowiu, sześciowartościowego chromu, polibromowego difenylu i polibromowego eteru fenylowego w odpadach sprzętu elektrycznego
i elektronicznego (OSEE), w celu zmniejszenia zagrożenia dla zdrowia oraz redukcji
zanieczyszczenia środowiska naturalnego.
Jednakże wprowadzane na rynek lutowia bezołowiowego prowadzi za sobą wiele
problemów [6 - 7]. Jednym z głównych jest fakt, iż lutowia te charakteryzują się
wyższą temperaturą lutowania niż stosowane dotychczas lutowia ołowiowe. Poza
oczywistą koniecznością zmiany parametrów całego procesu montażu, najczęściej
wiążącą się z wymianą sprzętu na linii montażowej, występuje również konieczność
stosowania elementów elektronicznych odpornych na wyższą temperaturę. Zmiana
kluczowych parametrów procesu (głównie temperatury) wprowadza ryzyko wystę68
powania lokalnych uszkodzeń obwodu i elementów elektronicznych prowadzących
do obniżenia wytrzymałości połączeń i niezawodności układu. Dlatego też, celem
badań było porównanie parametrów elektrycznych i wytrzymałościowych połączeń
elektronicznych typu Flip-Chip wykonanych metodą lutowania rozpływowego z zastosowaniem lutowi ołowiowych i bezołowiowych z montowanymi z zastosowaniem
adhezyjnych substancji przewodzących. Przeprowadzenie badań porównawczych z
zastosowaniem układów montowanych różnymi technikami, miało na celu wskazanie podobieństw i różnic, jakie występują przy montażu z zastosowaniem klejów
przewodzących oraz lutowia PbSn i bezołowiowego. Wyniki badań mają również
wskazać zalety i wady obu technologii montażowych. Kluczowym zagadnieniem jest
porównanie parametrów otrzymanych złącz. Interesujące są wyniki badań przedstawiające różnice parametrów elektrycznych oraz własności wytrzymałościowe złącz
klejonych i lutowanych.
2. MATERIAŁY I WZORY TESTOWE
Ponieważ głównym założeniem jest zbadanie przydatności zastosowania klejów
przewodzących w montażu układów typu Flip-Chip, do badań wybrano trzy rodzaje
klejów: pastę izotropową, pastę anizotropową oraz folię anizotropową [3-4]. Do
badań zostały wybrane trzy rodzaje klejów przewodzących różniące się od siebie
podstawowymi własnościami:
- anizotropowa pasta epoksydowa LOCTITE 3446 [8],
- izotropowa pasta epoksydowa LOCTITE 3888 [8],
- anizotropowa folia przewodząca 3M 9703 [9].
Parametry katalogowe substancji zawieta Tab. 1. Jako obiekt porównawczy wybrany został tradycyjny stop lutowniczy Pb63Sn37 oraz pasta bezołowiowa zgodna
z wymaganiami RoHS o oznaczeniu Ind 241 i składzie Sn3.8Ag0.7Cu.
Tabela. 1. Podstawowe właściwości zastosowanych adhezyjnych substancji przewodzących
[8-9]
Table 1. Main properties of examined conductive adhesives [8-9].
Pasta
anizotropowa
LOCTITE 3446
Pasta izotropowa
LOCTITE 3888
Folia anizotropowa 3 M 9703
Substancja
adhezyjna
Termoutwardzalna
żywica epoksydowa
Chemoutrwardzalna żywica
epoksydowa
Akryl grubość
50 μm
Wypełniacz
przewodzący
SnBi
Ag
Ni pokryty AG
69
Pasta
anizotropowa
LOCTITE 3446
Pasta izotropowa
LOCTITE 3888
Folia anizotropowa 3 M 9703
Kształt/Rozmiar
Kulki/7 μm
Płatki/40:10:1 μm
Kulki/30 μm
Składowanie
20C-80C
Rozdzielnie 230C/6 m-cy
Wymieszane 400C/1 rok
21oC/24 m-ce
50% wilgotność
Temperatura
zeszklenia
1560C
500C
bd
Grubość
Nd*
Nd*
Parametry montażu
Temperatura
aplikowania
1800C
1500C
220C
65oC
Czas
5s
30 min
24 h
2h
50 μm
125oC 150oC
1h
30
min
15oC - 70oC
24 h (pełne związanie)
Nacisk/kontakt
10 MPa
Nd*
Chwilowe
0,1 MPa
Powierzchnia
kontaktów
Min 0,01 mm2
Bd**
Min 0,03 mm2
Odległość
między kontaktami
Min 0,2 mm
Bd**
Min 0,40 mm
*Nd – nie dotyczy
**Bd- brak danych
Głównym celem badania własności elektrycznych było ukazanie różnicy w parametrach pomiędzy połączeniami wykonanymi przy zastosowaniu lutowia PbSn
i pasty Ind 241 oraz wykonanymi przy zastosowaniu trzech rodzajów adhezyjnych
kompozytów przewodzących. Zastosowanie tych substancji zostało ograniczone do
połączeń ukrytych typu Flip-Chip. Tego rodzaju połączenia z racji swojego występowania pomiędzy strukturą krzemową, a płytką podłożową są bardzo trudne do
badania czy nawet obserwowania [4]. Dlatego też została wybrana techniczna metoda
pomiaru rezystancji, zwaną inaczej metodą prądowo-napięciową. Charakteryzuje się
ona prostotą przeprowadzenia i jest obarczona małym błędem pomiarowym, gdyż
można w niej wyeliminować większość rezystancji pośrednich i ograniczyć łańcuch
pomiarowy jedynie do rezystancji połączenia [10-11].
Doprowadzenie sond pomiarowych do obiektu o tak małych wymiarach (300 μm)
było znacznym problemem. Ostatecznie została wybrana metoda z zastosowaniem
70
sond ostrzowych, o wymiarach końcówki pomiarowej w granicach 100 μm, umożliwiających bezpośrednie mierzenie spadku napięcia na mikropołączeniu.
Aby uprościć przeprowadzenie badań zaproponowana została metoda z zastosowaniem połączeń częściowo odkrytych. Ideą tego rodzaju połączeń jest wykorzystanie płytki podłożowej z naniesionymi ścieżkami oraz wytworzonymi kontaktami
podwyższonymi oraz płytki z metalu o bardzo dobrych właściwościach elektrycznych
i małej grubości, w celu zapewnienia jak najmniejszego wpływu rezystancyjnego.
Jako materiał wykorzystano miedź o grubości ~100 μm. Rys. 3 przedstawia schematyczny przekrój przez badane połączenie.
Rys. 3. Budowa obiektu z kontaktami częściowo ukrytymi.
Fig. 3. Cross section of proposed (semi) flip-chip microjoint.
Wymienione kleje przeznaczone są do montażu powierzchniowego elementów,
taśm (obwodów elastycznych) oraz do uzupełniania ubytków w obwodach elektrycznych [8-9]. Do badań użyto podłoża polimerowego wykonanego z laminatu FR-4.
Ścieżki wykonano z miedzi i pokryto złotem. Całą płytkę pokryto maską lutowniczą,
poza polami kontaktowymi i pomiarowymi.
Wykonano dwa rodzaje kontaktów podwyższonych. Do montażu przy zastosowania pasty oraz taśmy anizotropowej wymagane są kontakty podwyższone płaskie,
tu wykonane ze stopu PbSn (dla pasty) i złota (dla taśmy) [4]. Pasta izotropowa nie
wymaga spłaszczania kontaktów, więc kontakty podwyższone wykonane z lutowia
PbSn nie zostały poddane temu procesowi. Kontakty PbSn zostały otrzymane poprzez przetopienie rozpływowe kulek o średnicy 250 μm. Kontakty złote wykonane
zostały w procesie termokompresji z drutu złotego o średnicy 100 μm. Kontakty
bezołowiowe zostały wykonane przez naniesienie z pasty IND 241 na pola kontaktowe przy pomocy igły transferowej.
71
a) Au po planaryzacji (planar)
b) PbSn
c) PbSn po planaryzacji (planar)
Rys. 4. Kontakty podwyższone.
Fig. 4. Bumps for adhesives.
Do przeprowadzenia badań potrzebne było wykonanie pięciu rodzajów obiektów. Trzy obiekty z zastosowaniem adhezyjnych substancji przewodzących miały
posłużyć do przeprowadzenia głównych badań parametrów elektrycznych. Pozostałe
dwa obiekty zostały wykonane wykorzystując połączenia lutowane ołowiowe i bezołowiowe. Do wytworzenia połączenia z zastosowaniem odpowiedniej substancji
wymagane jest zapewnienie odpowiednich czynników zewnętrznych:
- klej izotropowy chemoutwardzalny, wiąże w temperaturze pokojowej w wyniku zachodzących reakcji chemicznych. Zwiększenie temperatury przyspiesza
wiązanie kleju [8]. Podczas montażu, substancja wiązała przez wymagany okres
powyżej 24 h,
- klej anizotropowy termoutwardzalny wiąże w podwyższonej temperaturze 150°C
przez okres kilku sekund, przy nacisku 10 MPa [8].
- folia anizotropowa aplikowana w temperaturze pokojowej, z naciskiem 1 MPa.
Poprawne połączenie zostało uzyskane z zastosowaniem silnego nacisku o nieokreślonej wartości, zgodnie z wymaganiami określonymi w dokumentacji [9],
- połączenie lutowane PbSn wykonane w piecu rozpływowym z zaprogramowanym
cyklem: podgrzanie do temperatury 170°C w czasie 35 s; wygrzanie przez okres
160 s; podgrzanie do temperatury 220°C w czasie 25 s; chłodzenie do 21°C,
- połączenie lutowane Ind 241 wykonane w piecu rozpływowym z zaprogramowanym cyklem: podgrzanie do temperatury 210°C w czasie 35 s; wygrzanie
przez okres 160 s; podgrzanie do temperatury 260°C w czasie 40 s; chłodzenie
do 21°C.
Wszystkie obiekty badań w ogólnym widoku wyglądają podobnie. Rys. 5 przedstawia widok płytki laminatowej FR4 z topologią obwodu i z zamontowaną płytką
miedzianą na kontaktach podwyższonych ukrytych.
72
Płytka Cu
Płytka podłożowa
Kontakty ukryte
Rys. 5. Obiekt badań (zbliżenie na obszar folii miedzianej).
Fig. 5. Test sample (closeup on copper foil).
3. BADANIA PARAMETRÓW ELEKTRYCZNYCH.
Zgodnie z opisem metody technicznej pomiaru rezystancji, potrzebne było wybranie odpowiednich punktów doprowadzenia prądu oraz punktów pomiarowych.
Niewłaściwe umiejscowienie tych punktów może spowodować pomiar rezystancji
na całej długości ścieżek zasilających [10 - 11]. Przepływ prądu przez złącze obrazuje Rys. 6.
obwody: przepływu prądu i pomiarowy (circu- przekrój przez badane złącze (przepływ
prądu) examined joint model cross section
it: current flow and measurement)
(current flow)
Rys. 6. Schemat układu pomiarowego.
Fig. 6. Measuring stand model diagram.
73
Rezystancja R obliczona ze wskazań przyrządów ma wartość
R=
Rx Rv
UV
=
I A Rx + Rv
gdzie:
Rx – rezystancja złącza
Rv – rezystancja woltomierza
Uv - napięcie pomiarowe wskazywane przez woltomierz,
IA – prąd płynący przez złącze.
Wartość rezystancji wyznaczona zgodnie z prawem Ohma odpowiada wartości
wypadkowej równoległego połączenia rezystora RX i woltomierza RV. Systematyczny
błąd względny równy jest:
Δ v = R − Rx ≈
Rx
→0
Rv
natomiast błąd względny ma wartość:
Δv =
R − Rx
R
≈− x → 0
Rx
Rv
Błędy otrzymywane podczas pomiaru metodą techniczną wahają się w granicach 0,5% –2%, a więc jest to dosyć dokładna metoda służąca do mierzenia bardzo
małych rezystancji .
Głównym problemem występującym przy pomiarze napięcia na rezystorze
badanym, było zmierzenie wartości napięcia bezpośrednio na zaciskach rezystora,
z pominięciem przewodów doprowadzających, które również stanowią opór dla
prądu. Problem ten rozwiązano podprowadzając sondy pomiarowe woltomierza
w najbliższe sąsiedztwo mikropołączenia (Rys. 6–7). Zachodzi pytanie czy rezystancja przewodów pomiarowych woltomierza nie wprowadziła błędu pomiaru?
Ponieważ woltomierz posiada znacznie większą rezystancję niż badany obiekt, prąd
płynący poprzez miernik można pominąć, gdyż wywołuje on spadek napięcia, na
przewodach jak i samym woltomierzu, o znacznie mniejszej wartości niż napięcie
na badanym rezystorze. Stosunek prądu płynącego przez badane połączenie, do
prądu w obwodzie woltomierza, jest podobny jak stosunek rezystancji woltomierza
do rezystancji badanego rezystora.
Ix
R
≈ v
Iv
Rx
74
Ponieważ oczekiwana rezystancja połączenia nie powinna przekraczać 500 mΩ,
przy rezystancji woltomierza sięgającej ~ 10 MΩ, błąd pomiaru napięcia nie powinien przekraczać 10-5 %.
Umiejscowienie sond pomiarowych poza obwodem prądowym, wykluczało pomiar rezystancji ścieżki lub płytki miedzianej. Przy założeniu, iż woltomierz posiada
nieskończoną rezystancję, miernik wskazał jedynie różnicę potencjałów przed i za
mikrozłączem. Punkty doprowadzenia zacisków prądowych oraz sond pomiarowych
przedstawione są na Rys. 7.
Rys. 7. Zdjęcie ukazujące punkty pomiarowe.
Fig. 7. Closeup on measure points on specimen.
4. BADANIA PARAMETRÓW WYTRZYMAŁOŚCIOWYCH.
Elementy elektroniczne narażone są na wpływ czynników mechanicznych [2-4].
Każdy obwód elektryczny zamocowany w obudowie, poddawany jest szeregowi
naprężeń powstałych na skutek odkształceń mechanicznych czy też termicznych,
zarówno płytki podłożowej, jak i obudowy. Siły działające na pojedynczy element
powstałe w wyniku naprężeń występujących na styku układ-płytka podłożowa, w
skrajnych przypadkach (transport, nieoczekiwane uderzenie, rezonans mechaniczny,
itp.) mogą osiągać znaczące wartości. Ponieważ omawiane badania dotyczą układów
typu Flip-Chip montowanych powierzchniowo, głównym czynnikiem mechanicznym
działającym na te układy są siły ścinające [3-4].
Aby zbadać jakie wartości obciążenia może wytrzymać połączenie wykonane
przy zastosowaniu adhezyjnych substancji przewodzących, należy poddać odpowiednio przygotowaną próbkę działaniu siły ścinającej. Do tego celu zostało wykorzystane
stanowisko pomiarowe służące do badania wytrzymałości na ścinanie kontaktów podwyższonych, pracujące w zakresie badanej siły do 350 g oraz dynamometr o znacznie
większym zakresie pomiarowym, jednak o znacznie mniejszej czułości.
Stanowisko pomiarowe zostało zbudowane w Zakładzie Technologii Wyrobów
Precyzyjnych i Elektronicznych Wydziału Mechatroniki Politechniki Warszawskiej.
Uproszczony schemat budowy stanowiska przedstawia Rys. 8. Stanowisko wykorzystuje silnik krokowy do wywołania momentu obrotowego. Ramię pomocnicze
75
zamontowane jest na jego osi prostopadle do osi obrotu. W punkcie podparcia na
końcu dźwigni występuje siła prostopadła do ramienia.
Stanowisko pomiarowe (laboratory stand)
Pomiar dynamometrem (dynamometer)
Rys. 8. Schemat pomiaru wartości sił ścinających.
Fig. 8. Model diagram for measurement of shear strength.
Płytka podłożowa zamocowana została na sztywno z podstawą urządzenia ścinającego. Punkt oparcia elementu wywołującego siłę ścinająca został tak dobrany
aby wykluczyć oparcie o kontakt podwyższony,
co mogło by znacznie zniekształcić wyniki badań. W obu wypadkach kierunek i przyłożenie
działającej siły było identyczne, co obrazuje
Rys. 9.
Rys. 9. Działanie siły ścinającej.
Fig. 9. Shear force direction.
76
5. WYNIKI BADAŃ
5.1. WYNIKI POMIARÓW PARAMETRÓW ELEKTRYCZNYCH
Zasadniczym celem przeprowadzenia pomiarów było uzyskanie danych na temat
wartości rezystancji mikropołączenia wytworzonego przy zastosowaniu adhezyjnych
substancji przewodzących. Ponieważ przeprowadzenie dokładnych badań w tej
dziedzinie wymagałoby posiadania specjalistycznego sprzętu oraz opracowania
skomplikowanych metod pomiarowych, badania zostały przeprowadzone w jak
najdokładniejszy sposób, na dostępnym sprzęcie, z myślą o stworzeniu metody
porównawczej badania rezystancji. Głównym celem stosowania tych substancji jest
tworzenie połączenia elektrycznego w układach, w których nie można zastosować
innego rodzaju połączenia. Praca ta jest próbą sprawdzenia czy przewodzące substancje adhezyjne mogą być stosowane jako substytut połączeń lutowanych. Interesującą
informacją jest więc nie sama wartość rezystancji zmierzona jak najdokładniej, lecz
stosunek wartości rezystancji połączenia klejonego do wartości rezystancji połączenia
lutowanego. Daje to nam pogląd na możliwości zastosowania tych materiałów jako
ewentualnych zamienników połączeń z zastosowaniem lutowia PbSn i alternatywy
dla połączeń realizowanych lutowiami bezołowiowymi. Na podstawie uzyskanych
wyników przeprowadzonych badań można zobrazować wartości rezystancji dla
połączeń poszczególnego rodzaju. Na Rys. 10 przedstawiono wyniki pomiarów rezystancji dla wszystkich trzech rodzajów połączeń oraz dla połączeń lutowanych.
Rys. 10. Porównanie wartości rezystancji dla różnych rodzajów połączeń.
Fig. 10. Resistance values for different types of joints.
77
Najbardziej stabilne i powtarzalne okazały się połączenia wykonane metodą
lutowania. Wyniki otrzymane na drodze badań, dają bazę wyjściową do porównania
wartości rezystancji połączenia lutowanego z zastosowaniem eutektyki PbSn do wartości rezystancji połączeń wykonanych z wykorzystaniem klejów przewodzących.
Ponieważ przy tworzeniu połączeń z zastosowaniem klejów 3446 i 3888 jako
kontakty podwyższone stosowano stop PbSn całkowita wartość rezystancji jest
powiększona o rezystancję kontaktu. Znając wartość rezystancji kontaktu można
oszacować rezystancję samego połączenia klejonego.
Średnia wartość rezystancji dla serii 14 połączeń wyniosła 2,94 mΩ ,co będzie
wartością odniesienia dla porównania z resztą wyników otrzymanych w badaniach.
Wartości rezystancji otrzymane dla połączeń klejonych są znacznie mniej powtarzalne
niż dla połączenia lutowanego.
Rezystancja mikropołączenia wykonanego z zastosowaniem lutowia bezołowiowego IND 241 plasuje się na podobnym poziomie z wartością 2,74 mΩ. Jednocześnie daje się zauważyć wpływ podwyższonej temperatury procesu lutowania. Płytka
podłożowa wygrzana w temperaturze 2600C nosi na sobie ślady uszkodzeń termicznych rozpoznawalnych poprzez zmianę koloru podłoża oraz nieznaczną deformację
struktury płytki. Zmian tego typu nie zauważono na płytkach z lutowiem PbSn.
Połączenia realizowane przy wykorzystaniu pasty anizotropowej charakteryzują
się znacznie mniejszą jednorodnością. Średnia rezystancja uzyskana w tym obiekcie
badawczym wyniosła 8,89 mΩ, przy czym największa zarejestrowana wartość wynosiła powyżej 20 mΩ, a najniższa 4,41 mΩ. Stosując korektę rezystancji o wartość
kontaktu PbSn otrzymuje się średnią wartość na poziomie 5,95 mΩ. Obserwacja
przeprowadzona pod mikroskopem wykazała, iż kontakty nie zostały zdeformowane,
jak i nie miały bezpośredniego połączenia z płytką metalową. Potwierdza to fakt, że
kontakty zostały wykonane w sposób prawidłowy, choć miejscami niezbyt dokładny,
na co wskazywał rozrzut wyników badań.
Dla połączenia wykonanego z zastosowaniem taśmy anizotropowej wyniki
rozkładały się odmiennie. Wartości układały się na średnim poziomie 52 mΩ, przy
czym zaobserwowano dwie rezystancje przekraczające 100 mΩ i jedną poniżej
3 mΩ. Pozostałe uzyskane wartości rezystancji przekraczające 100 mΩ mogły być
wynikiem niestabilności mechanicznej połączenia lub niedokładnym planowaniem
kontaktów podwyższonych. Wartość rezystancji mniejsza od 3 mΩ mogła zaistnieć
w prawidłowym połączeniu anizotropowym, gdyż samo połączenie elektryczne
niewiele różni się od połączenia z zastosowaniem pasty anizotropowej. Możliwe
jest jednak, że nastąpił mechaniczny kontakt pomiędzy płytką miedzianą a złotym
kontaktem podwyższonym. Nie jest to jednak przypadek szkodliwy.
Ostatnim obiektem podlegającym omówieniu jest połączenie wykonane przy
zastosowaniu pasty izotropowej. Średnia wartość rezystancji znacznie przekraczała
wartości otrzymywane przy poprzednich materiałach i dla całej serii pomiarowej
wynosiła Rśr = 84 mΩ. Odnotowano serię rezystancji na poziomie od 7 do 32 mΩ,
78
wartość ~ 80 mΩ oraz dwie wartości powyżej 200 mΩ. Obserwacja przeprowadzona
pod mikroskopem dowiodła, iż pod względem technologicznym połączenia zostały
wykonane poprawnie. Klej pozostał na pojedynczych kontaktach i nie prowadził
do zwarć między nimi, co jest głównym problemem przy montażu tego typu. Klej
zwilżył również równomiernie płytkę miedzianą. Wartości rezystancji powyżej
200 mΩ mogły być spowodowane lokalną nierównością kontaktów podwyższonych
lub płytki miedzianej, prowadzącą do znacznego zwiększenia grubości połączenia
klejonego. Nie stosowano tutaj obciążeń siłowych przy montażu, więc kontakty nie
uległy deformacji.
5.2. WYNIKI POMIARÓW PARAMETRÓW WYTRZYMAŁOŚCIOWYCH
Podobnie jak w przypadku badań parametrów elektrycznych bazą do stworzenia
porównania parametrów będą wyniki badań lutowia PbSn. Rys. 11 zawiera rozkład
sił ścinających w przypadku poszczególnych połączeń. Jak widać rozkład jest dosyć
nieregularny, co daje nam możliwość oceny, iż parametry wytrzymałościowe mają
mniejszą powtarzalność niż parametry elektryczne.
Rys. 11. Wykres wartości obciążeń przenoszonych przez badane połączenia.
Fig. 11. Shear strength values for different types of joints.
Połączenia wykonane metodą lutowania z zastosowaniem lutowia ołowiowego
jak i bezołowiowego uzyskały podobne wartości średnie niszczącej siły ścinającej.
Zbliżoną wartością średnią siły niszczącej charakteryzuje się również pasta ani79
zotropowa. Uzyskane wartości to odpowiednio 5,8N dla lutowia PbSn, 5,5N dla
lutowia SnAgCu i 5,4N dla pasty anizotropowej. Podobną zależność można było
również zauważyć dla wartości maksymalnych, jak i minimalnych sił ścinających.
W przypadku kleju anizotropowego maksymalna wartość w serii byłą nawet większa
od maksymalnej wartości dla połączenia z zastosowaniem lutowia PbSn.
Głównym mechanizmem tworzenia wytrzymałych złącz klejonych jest zdolność
do łączenia jak największych powierzchni [2-4]. W przypadku badanych złącz dla
których siły niszczące osiągały największe wartości można było zauważyć większą
powierzchnię pokrycia kontaktu przez klej. Jest to zjawisko dozwolone, a nawet oczekiwane w przypadku klejów anizotropowych, które mają jednocześnie spełniać rolę
substancji hermetyzującej i są aplikowane pod całą powierzchnią układu [3-4].
Pozostałe dwa obiekty montowane z zastosowaniem kleju izotropowego i taśmy
anizotropowej uzyskały wyniki nieprzekraczające wartości minimalnej, określonej
dla połączenia lutowanego. W przypadku kleju izotropowego częściowym czynnikiem mogła być utrata prawidłowych właściwości adhezyjnych ze względu na
niewłaściwe przechowywanie, co zostało potwierdzone przez dostawcę próbek dopiero po zgłoszeniu zastrzeżeń co do wyników obserwacji. Obrazuje to jak ważne
jest wspominane wcześniej właściwe magazynowanie ich w niskich temperaturach.
Oczekiwane wartości sił niszczących powinny być w tym przypadku zbliżone do
wartości uzyskanych w przypadku kleju anizotropowego ze względu na podobne
własności wytrzymałościowe obu materiałów osnowy kompozytowej.
Taśma anizotropowa stwarzała wiele problemów przy poprawnym zaaplikowaniu.
Przyklejenie jej kawałków o wymiarach większych niż kontakty mogłoby spowodować zniekształcenie wyników pomiaru. Małe odcinki taśmy były jednak niemożliwe
do uzyskania. Ostatecznie wybrane kawałki o przybliżonych wymiarach 1x1 mm
pokazały, że taśma ta charakteryzuje się dosyć powtarzalnymi wynikami pomiaru
siły ścinającej, w granicach Fśr = 0,5N, jest jednak bardzo niestabilna pod wpływem
działającego obciążenia i odkształca się bezpowrotnie nawet po odjęciu siły przed
zniszczeniem połączenia. Jednakże sposób aplikowania taśmy jest podobny jak w
przypadku pasty anizotropowej, gdyż jej zadaniem jest również wypełnienie przestrzeni pomiędzy montowanych układem a płytką podłożową. Dlatego w przypadku
aplikowania taśmy na większą powierzchnię zachowuje ona bardziej stabilne parametry i przenosi obciążenia o większych wartościach. Potwierdziły to szacunkowe
obserwacje obiektów próbnych wykonanych z zastosowaniem większych odcinków
taśmy o wymiarach 5 x 20 mm. Po narażeniach wstrząsowych wynikłych podczas
kilkudniowej symulacji warunków transportowych połączenie nie uległo uszkodzeniu i zachowywało kontakt elektryczny. Ze względu na odmienny sposób montażu
niż ogólnie zastosowany do badań, a mogący wprowadzić znaczne błędy pomiaru
rezystancji, wartości połączeń nie zostały pomierzone.
80
6. PODSUMOWANIE I WNIOSKI
Zaproponowana porównawcza metoda pomiaru parametrów elektrycznych
i mechanicznych mikropołączeń zaowocowała uzyskaniem wyników pozwalających
jednoznacznie ocenić stopień przydatności klejów przewodzących w porównaniu do
połączeń uzyskanych metodą lutowania w technologii montażu układów elektronicznych z kontaktami ukrytymi typu Flip-Chip. Wyniki uzyskane w trakcie przeprowadzonych badań ukazują różnice i podobieństwa we właściwościach badanych
substancji stosowanych w mikromontażu elektronicznym. Właściwości elektryczne
mikrozłącz wykonanych z zastosowaniem kompozytowych substancji przewodzących są zbliżone do wartości jakie uzyskiwały połączenia wykonane z powszechnie
stosowanych past lutowniczych, w tym bezołowiowej pasty SnAgCu. Podobnie
własności mechaniczne obu rodzajów złącz są zbliżone. Wykonane serie pomiarów
oraz porównawcza metoda oceny przydatności tego rodzaju połączeń pokazuje, że
istnieją materiały wystarczającce do tworzenia połączeń elektrycznych o parametrach
porównywalnych do wycofywanych z produkcji połączeń z wykorzystaniem lutowia
PbSn. Jednocześnie pozwalają one na wyeliminowanie ograniczeń występujących w
obecnie stosowanych materiałach, co jest dalszym krokiem w celu większej integracji
i miniaturyzacji obwodów elektrycznych.
Jednocześnie wydaje się, że wskazane byłoby rozwinięcie przeprowadzonych
badań. Badane obiekty mogłyby być dodatkowo poddane badaniom właściwości
impedancyjnych oraz odporności na zakłócenia elektromagnetyczne. Połączenia
z wykorzystaniem polimerowych kompozytów przewodzących z fazą metaliczną są
wrażliwe na sygnały wywołane zmiennym polem elektromagnetycznym. Może być
to wadą w przypadku mikropołączeń, ale znajduje zastosowanie w produkcji anten
oraz ekranów grubowarstwowych [12]. Zastosowanie ich w układach mikroprocesorowych, gdzie dużą wagę przywiązuje się do zachowania stabilności sygnału, wymaga również zbadania parametrów impedancyjnych dla prądów o częstotliwościach
GHz występujących w tego rodzaju obwodach. Przeprowadzenie takich badań jest
jednak bardzo skomplikowane i wymaga wysoce specjalistycznego sprzętu [10].
Niestety dokumentacje firm zajmujących się wytwarzaniem adhezyjnych substancji
przewodzących w ogóle nie uwzględniają wyników tego typów badań, a literatura
naukowa rzadko zawiera wzmianki o prowadzeniu badań w tej dziedzinie. Jednakże
występowanie impedancji w połączeniach klejonych może być ich główną barierą
w zastosowaniach dla układów logicznych pracujących z coraz wyższymi częstotliwościami sygnałów [13].
81
LITERATURA
[1]
[2]
[3]
[4]
[5]
[6]
[7]
[8]
[9]
[10]
[11]
[12]
[13]
Rozporządzenie Ministra Gospodarki i Pracy z dnia 6 października 2004 r. w sprawie
szczegółowych wymagań dotyczących ograniczenia wykorzystywania w sprzęcie elektronicznym i elektrycznym niektórych substancji mogących negatywnie oddziaływać
na środowisko (Dz.U. Nr 229, poz. 2310)
J. Cogle.: Poradnik inżyniera i technika – Kleje i klejenie, WNT Warszawa 1977, 556-570
J.J. Licari, D. W.. Swanson: Adhesives Technology for Electronic Applications. Materials, Processing, Reliability (2005)
K. Gilleo K.: Area Array Packaging Handbook: Manufacturing and Assembly, McGraw-Hill Handbooks, New York 2001
Ch. Kittel: Wstęp do fizyki ciała stałego, PWN, Warszawa 1999, 182
S. Chada, L. J. Srinivas.: Lead-Free Solders and Processing Issues Relevant to Microelectronic Packaging, Journal of Electronic Materials, 33, 12 (2004) 1411-1618
J.P. Lucas, S. Chada, S.K. Kang, C.R. Kao, K.L. Lin, J. Ready: P.: Special issue on
lead-free solders and processing issues in microelectronic packaging, Journal of Electronic Materials, 32, 12 (2003) 1359-1526
Katalog i dane techniczne produktów firmy LOCTITE
Katalog i dane techniczne produktów firmy 3M
J. Dusza, G. Gortat, A. Leśniewski.: Podstawy miernictwa, 228-242/254-273, OWPW,
Warszawa 1998
A. Chwaleba, M. Poniński, A. Siedlecki.: Metrologia elektryczna, 403-410, WNT,
Warszawa 2003
K.P. Saha, S.M. Shamim Hasan, A. Zahirul Alamim.: Improvement of shielding effectiveness of conductive composite for electromagnetic shielding, Proceedings of the International Conference Electromagnetic Interference and Compatibility`99, 357-360
S.M. Wentworth, B.L. Dillaman, J.R. Chadwick, C.D. Ellis, R.W. Johnson.: Attenuation
in Silver-Filled Conductive Epoxy Interconnects, IEEE Transactions on Components,
Packaging, and Manufacturing Technology, 20, 1 (1997)
SUMMARY
APPLICATION OF CONDUCTIVE ADHESIVES IN ELECTRONIC
MIKROASSEMBLY AS ALTERNATIVE TO SOLDER BONDINGS
Present article contains analysis of existing solutions for conductive adhesives
application in electronics products assembly. The goal is to introduce conductive
adhesives as alternative to solder technology in microelectronic assembly. Presently
82
used PbSn solders containing lead are forced to be removed from this branch of
technology by RoHS directive which restricts use of lead, mercury, cadmium and
hexavalent chromium in electronics products [1]. New, lead-free solders requires
higher solder temperatures what leads to higher risk of damage to soldered components. Application of conductive adhesives allows to avoid this types of risks.
This publication presents description and results of investigation, that have on
purpose direct comparison of electrical and mechanical parameters of joints fabricated from conductive adhesives vs. PbSn and lead-free solder technology. Proposed
comparative measurement method of microjoints electrical and mechanical parameters allows explicitly evaluate usefulness of conductive adhesives in Flip-Chip
electronic assembly technology.
83

materiały elektroniczne 2007, t

Transkrypt

Podobne dokumenty

Dzień Edukacji Narodowej - Szkoła Podstawowa nr 6 w Oleśnicy