Compacte schakelstructuren gebaseerd op oppervlakteplasmonen

Transcriptie

1 Compacte schakelstructuren gebaseerd op oppervlakteplasmonen Bart Moens Promotor: prof. Peter Bienstman Begeleiders: Björn Maes, Peter Debackere Scriptie ingediend tot het behalen van de graad van Master in de ingenieurswetenschappen: elektrotechniek Vakgroep Informatietechnologie Voorzitter: prof. dr. ir. Paul Lagasse Faculteit Ingenieurswetenschappen Academiejaar

2

3 Compacte schakelstructuren gebaseerd op oppervlakteplasmonen Bart Moens Promotor: prof. Peter Bienstman Begeleiders: Björn Maes, Peter Debackere Scriptie ingediend tot het behalen van de graad van Master in de ingenieurswetenschappen: elektrotechniek Vakgroep Informatietechnologie Voorzitter: prof. dr. ir. Paul Lagasse Faculteit Ingenieurswetenschappen Academiejaar

4 Voorwoord Het realiseren van een scriptie is een werk van lange adem. Het is een zeer boeiende, maar tegelijk ook moeilijke ervaring. Zonder de hulp en steun van anderen is het een onmogelijke opdracht. Graag zou ik dan ook de mensen bedanken die deze scriptie mee mogelijk gemaakt hebben. In de eerste plaats Peter Bienstman, de promotor van deze scriptie, en mijn begeleiders Björn Maes en Peter Debackere. Bij hen kon ik terecht met al mijn vragen en zij waren steeds bereid om mij te helpen. Ook de andere mensen van de onderzoeksgroep fotonica wens ik te bedanken voor de aangename sfeer tijdens het werken. Zij waren bovendien steeds bereid een handje toe te steken. In het bijzonder wil ik Steven Verstuyft bedanken voor de hulp bij de fabricage van mijn samples. Ook Stijn Scheerlinck en Tom Claes verdienen een speciale vermelding voor hun zeer gewaardeerde hulp bij het meten. Daarnaast wil ik graag mijn medestudenten bedanken voor de collegialiteit en vriendschap tijdens dit academiejaar en gedurende de hele opleiding. Daarbuiten zijn er nog heel wat mensen die mij op een of andere manier gesteund hebben en op het juiste moment een duwtje in de rug gaven. Hierbij denk ik in de eerste plaats aan mijn vriendin, die steeds achter mij stond en mij de moed gaf om door te zetten. Ook mijn ouders, broer en de rest van de familie wens ik te bedanken voor hun steun en liefde. Tenslotte dank ik ook mijn vrienden, die er steeds voor mij waren. Bart Moens, juni 2008

5 Toelating tot bruikleen De auteur geeft de toelating deze scriptie voor consultatie beschikbaar te stellen en delen van de scriptie te kopiëren voor persoonlijk gebruik. Elk ander gebruik valt onder de beperkingen van het auteursrecht, in het bijzonder met betrekking tot de verplichting de bron uitdrukkelijk te vermelden bij het aanhalen van resultaten uit deze scriptie. Bart Moens, juni 2008

6 Compacte schakelstructuren gebaseerd op oppervlakteplasmonen door Bart MOENS Scriptie ingediend tot het behalen van de graad van Master in de Ingenieurswetenschappen: elektrotechniek Promotor: Prof. Dr. Peter Bienstman Begeleiders: Dr. Ir. Björn Maes, Ir. Peter Debackere Vakgroep Informatietechnologie Voorzitter: Prof. Dr. Ir. Paul Lagasse Faculteit Ingenieurswetenschappen Universiteit Gent Academiejaar Samenvatting Oppervlakteplasmonen zijn een bijzonder soort elektromagnetische golven die propageren aan de interface tussen een metaal en een diëlektricum. Meer en meer vinden ze hun weg naar toepassingen. In het bijzonder handelt deze scriptie over een optische schakelaar die gebruikt maakt van deze bijzondere golven. De werking ervan is gebaseerd op de interferentie tussen twee plasmonmodes. Het schakelen gebeurt door middel van een thermische methode: de toevoer van een elektrische stroom verandert de temperatuur van de schakelaar. Door het thermooptisch effect veranderen hierdoor de optische eigenschappen van de materialen, en bijgevolg de interferentie tussen de beide plasmonmodes. Op deze manier kunnen we schakelen tussen een AAN- en een UIT-toestand. In dit werk wordt eerst de theorie achter oppervlakteplasmonen uitgelegd, alsook de belangrijkste elementen van het warmteprobleem. Vervolgens worden simulaties besproken van oppervlakteplasmonen in het algemeen, van het warmteprobleem en van de schakelaar zelf. De koppelverliezen naar de beide modes worden bestudeerd en mogelijkheden om deze te verbeteren worden besproken. Het uiteindelijke resultaat van deze simulaties is een optimaal ontwerp dat klaar is voor fabricage. Deze fabricage wordt toegelicht, waarna de experimentele resultaten van de schakelaar besproken worden. Trefwoorden oppervlakteplasmonen, schakelaar, thermisch, interferentie

7 Extremely compact switching structures based on surface plasmons Bart Moens Supervisor(s): Peter Bienstman, Björn Maes, Peter Debackere Abstract We investigate a new configuration for an optical switch based on the guiding of surface plasmons. The switching itself is based on a thermal method. Keywords switch, surface plasmons, heat, interference I. INTRODUCTION SURFACE plasmons are special electromagnetic waves that propagate at the interface between a metal and a dielectric. More and more photonic devices take advantage of their special properties. In this article, we first study the properties of these waves. After that, we design and develop an optical switch, which uses the interference between two surface plasmon modes. We briefly describe the fabrication process and we report the experimental results. III. SIMULATIONS AND DESIGN The design of our switch is based on a biosensor [3]. The structure can be seen in figure 2. The switching area consists of a thin metal layer on top of a silicon waveguide, with a polymer deposited on top of the metal. At the beginning of the metal layer, two plasmon modes will be excited by the fundamental mode of the silicon waveguide: one at the top and one at the bottom of the metal layer. These non-coupled plasmon modes will propagate along the surfaces of the metal layer. At the end of the device, these two modes will interfere. By applying an electrical current through the metal layer, we can heat the component. Because of the thermo-optic effect, this changes the optical properties of the materials. With a good design, we can thus change the interference between the two plasmonmodes. II. THEORETICAL BACKGROUND Surface plasmons are TM-polarized waves that propagate along the surface of a metal because of their resonant interaction with the surface charges. This interaction causes a surface plasmon to have a greater momentum than a free-space photon of the same frequency. This property is apparent from the dispersion relation of surface plasmons [1]: k SP = k 0 ɛd ɛ m ɛ d + ɛ m (1) in which k SP and k 0 are the wave-vectors of the surface plasmon and the free-space photon respectively. ɛ m and ɛ d are the permittivities of the metal and the dielectric. The electric field perpendicular to the surface is evanescent. The decay length in the dielectric is of the order of half the wavelength involved, the decay length in the metal is determined by the skin depth. Along the surface, the plasmon will propagate but attenuation will occur due to absorption in the metal. The most important properties are shown in figure 1 [1]: the TM-polarization, the evanescent perpendicular fields and the dispersion relation. Fig. 2. Structure of the switch Fig. 1. Surface plasmon properties For the metal layer, we chose silver, because of its excellent properties for the propagation of surface plasmons. For the polymer we chose SU-8, which has a large thermo-optic coefficient: 1.8E 4/K. For our simulations we used CAMFR [2]. This is a photonic simulation tool based on eigenmode expansion. In an optimiza-

8 tion process we varied the length and thickness of the metal layer and the thickness of the silicon waveguide, in order to obtain the best possible switch characteristics. In our simulations, we obtained an insertion loss of 7.726dB and an extinction ratio of dB by using the following parameters: length of the metal layer: 3.78µm thickness of the metal layer: 20nm thickness of the silicon waveguide: 208nm The transmission (vs. current) of this optimized switch is shown in figure 3. Fig. 4. Experimental results unknown. Because of these extremely low output power, measurements with these samples are not reliable. Fig. 3. Transmission of the optimized switch IV. FABRICATION The optimized switch was fabricated in the cleanroom of Ghent University. We started with SOI-wafers. We etched the silicon with ICP/RIE so that it had the right thickness. The structure of the silver layer was defined through photolithography, after which the silver was deposited through E-gun evaporation. The SU-8 was applied through spincoating. The first set of samples didn t have electrical contacts. They were merely used to see the wanted interference effect with a wavelength sweep of the incoming light. They were to be measured by coupling light directly (horizontally) from an optical fibre into the silicon waveguide. For the later samples, the electrical contact pads were defined through photolithography. These samples also had TM grating couplers, so we could couple light in the device with a vertical set-up. VI. CONCLUSIONS We studied the properties of surface plasmons, theoretically and through simulations. We designed an optical switch based on the interference of two independently propagating surface plasmons. We optimized the design of this switch through simulations. We obtained a design with an insertion loss of 7.726dB and an extinction ratio of dB. We then fabricated this switch in the cleanroom of Ghent University. Measurements showed the proof of the interference principle. ACKNOWLEDGMENTS The author would like to acknowledge many people for their assistance and suggestions, especially the supervisors. REFERENCES [1] William L. Barnes, Alain Dereux and Thomas W. Ebbesen, Surface plasmon subwavelength optics, Nature 424(6950): , [2] Peter Bienstman, CAMFR: CAvity Modelling FRamework software, [3] Peter Debackere, Stijn Scheerlinck, Peter Bienstman and Roel Baets, Surface plasmon interferometer in silicon-on-insulator: novel concept for an integrated biosensor, Opt. Express 14(16): , V. EXPERIMENTS For the first set of samples, we measured the transmission vs. wavelength, for wavelengths between 1500 en 1600nm. We also measured a reference waveguide, without silver and SU-8. The results are shown in figure 4. We notice that the losses of our sample are quite high. We also see the wavelength dependence of our samples, while the reference waveguide has a flat curve. This illustrates the interferometric nature of our component. With the other set of samples, we were unable to get the output power higher than a few nw. The reasons for this are still

9 INHOUDSOPGAVE i Inhoudsopgave 1 Inleiding Probleemstelling Plasmonics Origineel ontwerp Structuur van de scriptie Theoretische achtergrond Inleiding Oppervlakteplasmonen Algemeenheden Warmteprobleem Opwarming Thermo-optisch effect Simulaties Inleiding Simulaties oppervlakteplasmonen Simulaties voor het warmteprobleem Inleiding Simulaties van de eigen structuur Simulaties met CAMFR Inleiding Optimalisaties voor de schakelaar De koppelverliezen Ontwerp

10 INHOUDSOPGAVE ii 3.6 Besluit Fabricage Inleiding Fabricage - algemeen Eerste generatie Tweede en derde generatie Besluit Metingen Inleiding Eerste generatie samples Opstelling en meetproces Experimenten en resultaten Tweede generatie samples Besluit Besluit 51 Bibliografie 53 Lijst van figuren 55 Lijst van tabellen 57

11 INHOUDSOPGAVE iii Lijst van afkortingen en symbolen Ag Al Au BCB Cu EM GUI IC ICP IPA MEMS Ni OEO pdetool Pt PXC RIE SERS Si SOI SP TE Ti TM TOC zilver aluminium goud BenzoCycloButeen koper ElektroMagnetisch graphical user interface Integrated Circuit Inductively Coupled Plasma IsoPropyl Alcohol of isopropanol Micro-Electro-Mechanical Systems nikkel Optical Electrical Optical Partial Differential Equation Toolbox platina Photonic Cross-Connect Reactive Ion Etching surface-enhanced Raman spectroscopy silicium Silicon On Insulator Surface Plasmon Transversaal-Elektrisch titanium Transversaal-Magnetisch Thermo-Optische Coëfficiënt

12 W wolfraam

13 INLEIDING 1 Hoofdstuk 1 Inleiding 1.1 Probleemstelling Om aan de eisen van gebruikers te kunnen voldoen, moeten netwerken en netwerkcomponenten vandaag de dag beschikken over een steeds toenemende bandbreedte. Een grote beperking hierbij is echter het gebruik van elektronische devices en golfgeleiders, die een beperkte bandbreedte aankunnen. Dit probleem zou kunnen opgelost worden door het gehele netwerk te implementeren met een transparante optische architectuur. Optische devices kunnen immers een veel grotere bandbreedte aan. Op dit moment worden dan ook steeds meer netwerkcomponenten optisch geïmplementeerd. Zo bestaan er optische multiplexers, optische buffers,... De optische cross-connects die gebruikt worden in deze netwerken, werken echter nog niet volledig optisch: de inkomende lichtsignalen worden omgezet in elektronische signalen, alvorens ze met een elektronische schakelaar geschakeld worden. Aan de output worden de elektronische signalen dan terug omgezet naar lichtpulsen, door het moduleren van een lichtbron (laser). Deze architectuur staat bekend als OEO : Optical Electrical Optical. Aan een dergelijk ontwerp zijn echter een aantal nadelen verbonden: de elektronische circuits beperken de maximale bandbreedte van de signalen en bovendien is de omschakeling naar het elektronische domein een extra bron van vertraging en fouten. Er is dan ook intensief onderzoek aan de gang om ook deze cross-connects te implementeren met een transparante optische architectuur (PXC of Photonic Cross-Connect). Daarvoor zijn optische schakelaars nodig. Er zijn verschillende manieren om dit te realiseren, bijvoorbeeld: Een MEMS-implementatie (Micro-Electro-Mechanical Systems) die gebruik maakt van rijen microspiegels [8, 14]

14 1.1 Probleemstelling 2 Methoden die de niet-lineaire eigenschappen van materialen uitbuiten om te kunnen schakelen [6] De brekingsindex variëren door met een akoestisch veld een zekere rek te introduceren (akoesto-optische methode) [12] Een temperatuursverandering gebruiken om de brekingsindex te veranderen (thermische methode) [4]... In deze scriptie zullen we een thermische methode gebruiken, in een interferometrische structuur: door op te warmen veranderen we de interferentie tussen de beide armen van de interferometer, waardoor we de output kunnen aanpassen. Om economisch te kunnen concurreren met huidige netwerkcomponenten zullen deze devices bovendien efficiënt en zo goedkoop mogelijk geïmplementeerd moeten worden. Daarom is het nodig de functionaliteit te integreren op een optische chip, vergelijkbaar met de alomtegenwoordige elektronische chip. Deze voorwaarde duidt op het belang van de zogenaamde nanophotonics. Een belangrijke manier om optische functies te integreren maakt gebruik van speciale eigenschappen van metalen. De interface tussen een metaal en een diëlektricum kan immers een bijzondere golf geleiden: een (oppervlakte)plasmon (in het vervolg van deze scriptie vaak afgekort tot SP, van het Engelse Surface Plasmon). Deze plasmonen hebben speciale eigenschappen die hen bijzonder geschikt maken voor het gebruik in een geïntegreerde optische schakelaar. Ten eerste blijven deze golven dicht bij de metaal-diëlektricum-interface, waardoor compacte devices mogelijk worden. Meer bepaald kunnen we de devices ontwerpen op een schaal die kleiner is dan de gebruikte golflengte. Ten tweede is er aan het metaal-diëlektricum-oppervlak een sterke veldversterking. Hierdoor worden niet-lineaire effecten mogelijk. Zo kan de plasmongolf het materiaal waardoor hij propageert veranderen, waardoor een ander signaal (of de golf zelf) anders zal propageren. Op deze manier kan men een all-optical switch maken. De interessante eigenschappen van oppervlakteplasmonen hebben ertoe geleid dat er de laatste jaren een technologie is doorgebroken die volop gebruik maakt van plasmonen, plasmonics genaamd. Deze technologie zou de brug kunnen vormen tussen de snelheid van fotonische compo-

15 1.2 Plasmonics 3 nenten en de (zeer kleine) dimensies van elektronische componenten. In het volgende onderdeel zullen we wat dieper ingaan worden op de verwezenlijkingen en mogelijkheden van plasmonics. In deze scriptie zullen het ontwerp, de fabricage en de experimentele resultaten van een optische schakelaar worden besproken die gebruik maakt van de hierboven vermelde oppervlakteplasmonen. De structuur ervan is afgeleid van een reeds eerder ontworpen biosensor [5]. 1.2 Plasmonics De razendsnelle vooruitgang in de elektronica heeft ervoor gezorgd dat elektronische devices de laatste decennia steeds kleiner, sneller en efficiënter zijn geworden. Deze vooruitgang brengt een aantal uitdagingen met zich mee. Op dit moment zijn elektronische interconnecties één van de meest beperkende factoren, door thermische moeilijkheden en omwille van de vertraging die ze met zich meebrengen [15]. Optische interconnecties daarentegen hebben een quasi onbeperkte capaciteit, en kunnen dus een geschikte oplossing zijn voor deze problemen. De implementatie ervan wordt echter bemoeilijkt door het verschil in schaal tussen elektronische en diëlektrische fotonische componenten. Deze laatste worden immers door de diffractielimiet in grootte beperkt tot ongeveer een halve golflengte van het licht. Hierdoor zijn ze dus één of twee grootteordes groter dan de elektronische componenten (die op dit moment niet groter zijn dan een aantal nanometer). Dit verschil in dimensies maakt van het combineren van beide technologieën een grote uitdaging. Er is nood aan een nieuwe technologie die de brug kan slaan tussen nano-elektronica en micro-fotonica. Plasmonics is hiervoor een geschikte technologie. De mogelijke rol van plasmonics wordt duidelijk weergegeven in figuur 1.1: de grootte van elektronica combineren met de snelheid van fotonica. De metalen die nu het meest gebruikt worden voor elektronische interconnecties, koper (Cu) en aluminium (Al), kunnen een oppervlakteplasmon geleiden. Op deze manier kunnen de interconnecties werken als golfgeleiders voor de plasmonen. Bovendien kan de diameter van deze golven veel kleiner zijn dan de golflengte van het licht. Op termijn zouden we dus nano-elektronica kunnen combineren met optische (plasmonische) devices van gelijkaardige dimensies. Een belangrijk voordeel van plasmonics is dat de huidige, zeer sterk ontwikkelde fabricatiemethodes in siliciumfoundries nu reeds kunnen gebruikt worden om plasmonische structuren te ontwikkelen. De huidige IC-technologie (integrated circuit) gebruikt immers reeds metalen

16 1.2 Plasmonics 4 Figuur 1.1: Kritische dimensies en snelheden van diverse technologieën [15] nanostructuren. In sommige gevallen zouden deze metalen structuren zelfs een duale functie kunnen vervullen: tegelijkertijd optische en elektrische signalen geleiden. Golfgeleiders voor plasmonen bestaan op dit moment al. Een mogelijke implementatie is te zien in figuur 1.2, waarin de golfgeleider bestaat uit een gouden strip op een glazen substraat [1]. Een andere implementatie maakt gebruikt van een reeks metalen nanosferen [11]. Wanneer licht invalt op het eerste nanopartikel, wordt een gelokaliseerd oppervlakteplasmon opgewekt. Dit deeltje interageert dan met het volgende in de rij en transfereert de energie. Op deze manier vloeit de energie van het ene deeltje naar het andere, vergelijkbaar met de Newtonpendel. De mogelijkheden van plasmonics blijven echter niet beperkt tot de hierboven beschreven golfgeleiders. Zo kunnen we dankzij oppervlakteplasmonen een apertuur maken die een extreem dunne bundel creëert. Hiermee zou de resolutie van lithografische processen enorm kunnen toenemen [11]. Zogenaamde nanoschillen (een silicabol met een dun laagje goud erop) zouden dan weer gebruikt kunnen worden voor medische toepassingen, zoals het immuno-assay of het toedienen van een insulinedosis [11]. Door de grote veldversterking kunnen plasmonen ook gebruikt worden voor de signaalversterking voor SERS (surface-enhanced Raman spectroscopy) of voor biosensoren [1, 5]. Andere mogelijke toepassingen zijn het fabriceren van een perfecte lens [11].

17 1.3 Origineel ontwerp 5 Figuur 1.2: plasmongolfgeleider [1] 1.3 Origineel ontwerp Zoals bij de probleemstelling (sectie 1.1) reeds vermeld is het ontwerp van de schakelaar gebaseerd op een biosensor. De structuur van deze biosensor is te zien in figuur 1.3. Er wordt vertrokken van Si-golfgeleiders van 0.220µm dik op siliciumdioxide (silicon-on-insulator, SOI). In het sensorgedeelte van de chip bevindt zich een dun metaallaagje bovenop het silicium, dat in deze zone weggeëtst is tot een bepaalde dikte. Bovenop de structuur komt dan het te onderzoeken sample. De werking van deze sensor is gebaseerd op interferometrie. De inkomende mode, de transversaal-magnetische (TM) grondmode van een gewone siliciumgolfgeleider 1, exciteert twee plasmonmodes in het sensorgedeelte (door middel van end-fire coupling): één aan de bovenkant van het metaallaagje en één aan de onderkant. Door het metaallaagje voldoende dik te maken en een voldoende asymmetrie op te leggen tussen het gedeelte boven en onder het metaal, kan men ervoor zorgen dat deze beide modes nooit koppelen (hun golfvectoren verschillen te veel). De fase van de bovenste plasmonmode wordt beïnvloed door de brekingsindex van het bovenliggende materiaal, de onderste mode is hier ongevoelig voor. Aan het einde van het sensorgedeelte 1 TM wil zeggen dat het magnetisch veld enkel een component heeft loodrecht op de propagatierichting (= transversaal), het elektrisch veld daarentegen heeft een longitudinale en een transversale component

18 1.3 Origineel ontwerp 6 Figuur 1.3: Structuur van de biosensor (opmerking: de vermelde diktes van het Si-substraat en het sample zijn enkel van belang voor de simulaties, in werkelijkheid gaat het om veel dikkere lagen) exciteren de beide modes de grondmode van de SOI-golfgeleider. Afhankelijk van hun onderling faseverschil (en dus afhankelijk van de brekingsindex van het bovenliggende materiaal), zullen de bijdragen van de beide modes constructief of destructief interfereren. Meer specifiek zal de intensiteit aan de output variëren volgens: I 1 + V cos( φ) (1.1) met φ het faseverschil aan de output tussen de beide plasmonmodes. De visibiliteit V is een maat voor het verschil tussen de maximale en minimale intensiteit aan de output. Deze factor hangt af van de koppeling naar de beide plasmonmodes en van de propagatieverliezen van de beide modes. We kunnen de visibiliteit maximaliseren wanneer de totale verliezen van beide modes hetzelfde zijn. In dit geval kunnnen we totale destructieve interferentie bekomen.

19 1.3 Origineel ontwerp 7 Er zijn een aantal parameters die we kunnen veranderen om de werking te verbeteren: het metaal: voor biosensoren is goud erg geschikt (omwille van de interessante oppervlaktechemische eigenschappen ervan), maar voor het ontwerp van onze schakelaar kunnen we ook andere metalen overwegen. In het volgende hoofdstuk zullen we deze keuze verder toelichten. de lengte van het sensorgedeelte (L) de dikte van het silicium in het sensorgedeelte (d Si) de dikte van het metaallaagje (d met) De schakelaar, die het onderwerp is van deze scriptie, heeft een gelijkaardige structuur (zie figuur 1.4(a)). Bovendien wordt ook een lichtjes andere structuur voorgesteld (figuur 1.4(b)): het silicium wordt uniform weggeëtst over de volledige structuur, en niet alleen het gedeelte onder het metaal. Een dergelijke uniforme etsstap maakt de fabricage makkelijker. Verder wordt er bij een schakelaar uiteraard geen sample onderzocht. In de plaats hiervan komt bovenop de structuur een polymeer te liggen. Zoals eerder gezegd zullen we een thermische methode gebruiken om het gewenste schakelgedrag te verkrijgen. In een eerste fase zullen we de schakelaar uniform opwarmen met behulp van een zogenaamd Peltier-element (een soort elektrische warmtepomp). Door het thermo-optisch effect zullen hierdoor de optische eigenschappen (brekingsindex) van de materialen veranderen. De fysische achtergrond hiervoor zal toegelicht worden in hoofdstuk 2 (sectie 2.3.2). Dankzij een geschikte materiaalkeuze (thermo-optische coëfficiënten van de materialen boven en onder het metaallaagje hebben een tegengesteld teken) kunnen we op deze manier de interferentie aan de output, tussen de bovenste en de onderste plasmonmode, voldoende veranderen om te schakelen tussen een AAN- en een UIT-toestand. Naast deze uniforme opwarming zullen we ook trachten de temperatuursverandering te introduceren door een elektrische stroom te sturen door het metaallaagje, loodrecht op de propagatie van het licht. Door resistieve opwarming zullen we op deze manier ook de temperatuursverdeling in onze chip kunnen veranderen.

20 1.4 Structuur van de scriptie 8 (a) ingebedde structuur (b) uniform geëtste structuur Figuur 1.4: Mogelijke structuren voor de schakelaar (opmerking: de vermelde diktes van het Sisubstraat en het polymeer zijn enkel van belang voor de simulaties, in werkelijkheid gaat het om veel dikkere lagen) 1.4 Structuur van de scriptie In dit eerste hoofdstuk werd het probleem geschetst en in een breder kader geplaatst. De verwezenlijkingen en mogelijkheden van plasmonics werden kort toegelicht. Bovendien werd reeds een eerste maal kennis gemaakt met het ontwerp van de schakelaar. Het volgende hoofdstuk zal dieper ingaan op de theoretische aspecten van deze scriptie. Dit gaat in de eerste plaats over de theorie achter het fenomeen oppervlakteplasmonen. Daarnaast wordt ook het warmteprobleem nader bekeken. In hoofdstuk 3 wordt het simulatiewerk uit de doeken gedaan. Met behulp van een aan de UGent ontwikkelde tool, CAvity Modelling FRamework of kortweg CAMFR [2, 3], kunnen we inzicht verkrijgen in het gedrag van oppervlakteplasmonen in het algemeen, en in de karakteristieken van onze eigen schakelaar in het bijzonder. Daarnaast gebruiken we matlab om het warmteprobleem te modelleren. De combinatie van beide simulaties laat ons dan toe om de werking van de schakelaar te mo-

21 1.4 Structuur van de scriptie 9 delleren. Door verschillende parameters te veranderen, kunnen we trachten de karakteristieken te verbeteren. Het uiteindelijke resultaat van dit hoofdstuk is een optimaal design voor onze schakelaar, dat we in een volgende fase zullen fabriceren. Hoofdstuk 4 bespreekt deze fabricage. De verschillende stappen van het fabricageproces worden overlopen en de problemen die optraden worden toegelicht. Het volgende hoofdstuk, hoofdstuk 5, bespreekt de metingen die uitgevoerd werden op de gemaakte chips. De experimentele resultaten worden vergeleken met de resultaten die we verwachten uit de simulaties van hoofdstuk 3. Hoofdstuk 6 formuleert een besluit bij deze scriptie. Daarnaast worden enkele mogelijkheden naar de toekomst toe aangegeven.

22 THEORETISCHE ACHTERGROND 10 Hoofdstuk 2 Theoretische achtergrond 2.1 Inleiding In dit hoofdstuk zullen de theoretische aspecten van deze scriptie toegelicht worden. In het eerste deel zullen we dieper ingaan op oppervlakteplasmonen. We zullen uitleggen hoe deze golven ontstaan en wat hun eigenschappen zijn. In het tweede deel gaan we in op het warmteprobleem verbonden aan deze scriptie. We zullen zien hoe we met behulp van een elektrische stroom onze chip tot een geschikte temperatuur kunnen opwarmen en hoe deze temperatuurswijziging de optische eigenschappen van de chip verandert. 2.2 Oppervlakteplasmonen Algemeenheden Zoals reeds vermeld in de inleiding worden oppervlakteplasmonen gevormd aan de interface tussen een metaal en een diëlektricum. In wezen zijn dit elektromagnetische golven (EM-golven) die langs het oppervlak blijven door interactie met de vrije elektronen van het metaal. De vrije elektronen oscilleren collectief in resonantie met de EM-golf. In principe zouden we dus eigenlijk moeten spreken van oppervlakteplasmon polaritons, om deze hybride natuur weer te geven [1]. Om de tekst niet nodeloos te verzwaren zullen we echter in het vervolg steeds spreken van oppervlakteplasmonen, vaak afgekort tot SP (naar het Engelse Surface Plasmon). Het feit dat een oppervlakteplasmon in feite een resonante interactie is tussen de oppervlaktelading van het metaal en het elektromagnetische veld van het licht, is de oorzaak voor de bijzondere

23 2.2 Oppervlakteplasmonen 11 eigenschappen ervan. Doordat een oppervlakteplasmon ontstaat uit de interactie tussen de oppervlakteladingsdichtheid en het EM-veld, heeft deze een grotere impuls ( k SP ) dan een vrij foton met dezelfde frequentie ( k 0 met k 0 = ω c ). Het verband tussen k SP en k 0 geeft ons de dispersierelatie voor oppervlakteplasmonen [1]: k SP = k 0 ɛd ɛ m ɛ d + ɛ m (2.1) In deze vergelijking zijn ɛ d en ɛ m de (frequentie-afhankelijke) permittiviteit van respectievelijk het metaal en het diëlektricum. Als voorbeeld kunnen we stellen dat voor een oppervlakteplasmon aan een zilver-lucht-interface de golfvector k SP ongeveer gelijk is aan 1.03k 0 (voor licht in het rode gedeelte van het zichtbare spectrum). Wanneer we licht willen gebruiken om oppervlakteplasmonen op te wekken, moeten we dit verschil in impuls overbruggen. Dit kan op verschillende manieren. Een eerste manier maakt gebruik van prismakoppeling om de impuls van het inkomende licht te vergroten. Een andere manier is om de SP op te wekken door verstrooiing van een topologisch defect aan het oppervlak. Een derde methode tenslotte gebruikt (metalen) diffractieroosters om de impuls van het inkomend licht te matchen met die van de SP. Doordat oppervlakteplasmonen gebaseerd zijn op de interactie van het EM-veld met de oppervlakteladingen, neemt het veld loodrecht op het oppervlak exponentieel af: het is een evanescent veld. In het diëlektricum is de grootteorde van de indringdiepte vergelijkbaar met de halve golflengte van het gebruikte licht. In het metaal wordt de indringdiepte bepaald door de skindiepte ervan (voor zilver is dit ongeveer 20nm). Oppervlakteplasmonen zijn noodzakelijk transversaal magnetisch gepolariseerd (TM). Dit volgt uit de randvoorwaarden. Een continu elektrisch veld langsheen het grensoppervlak (zoals het geval is bij TE-polarisatie) voorkomt immers de generatie van oppervlakteladingen, noodzakelijk voor oppervlakteplasmonen. Figuur 2.1 vat de belangrijkste eigenschappen van oppervlakteplasmonen samen: het transversaal magnetisch karakter ervan, de evanescente velden loodrecht op de interface en de dispersierelatie. In tegenstelling tot de evanescente natuur van de velden loodrecht op de interface, zal de SP-

24 2.2 Oppervlakteplasmonen 12 Figuur 2.1: Eigenschappen van oppervlakteplasmonen: TM-karakter, evanescente velden loodrecht op de interface en dispersierelatie [1] mode langsheen het oppervlak wél propageren. Er zal echter attenuatie optreden door absorptieverliezen in het metaal. Daardoor blijft de propagatielengte δ SP beperkt. Om een precieze uitdrukking voor deze lengte te vinden, hebben we het imaginair deel k SP van k SP = k SP +jk SP nodig 1. Dit kunnen we afleiden uit 2.1 [1]: δ SP = 1 2k SP = c ω ( ɛ m + ɛ d ɛ mɛ d ) 3 2 (ɛ m) 2 ɛ m (2.2) waarin ɛ m en ɛ m respectievelijk het reële en het imaginaire deel van de diëlektrische functie van het metaal zijn (ɛ m =ɛ m+iɛ m), ɛ d is de (reëel onderstelde) permittiviteit van het diëlektricum. Zilver is het metaal met de laagste verliezen, en hiermee zijn (voor golflengtes in de buurt van 1.5µm) propagatielengtes van 1mm haalbaar. Het is pas recent dat men er is in geslaagd om SP-gebaseerde componenten signifant kleiner te maken dan deze propagatielengtes. Naast absorptie is er nog een verliesmechanisme dat de propagatie van oppervlakteplasmonen beperkt: ongewilde koppeling naar straling. Bij het bouwen van componenten zal men er dus op moeten letten dat de verstrooiing van de SP-modes beperkt blijft. 1 de propagatielengte δ SP wordt gedefinieerd als de lengte waarover de intensiteit van de SP afgenomen is met een factor 1 exp

25 2.3 Warmteprobleem Warmteprobleem Opwarming Door een elektrische stroom te sturen door het metaallaagje, warmt dit laagje op (resistieve opwarming). Deze warmte zal diffunderen over onze chip, waardoor er een zeker temperatuursprofiel ontstaat. Dit profiel kunnen we bepalen met behulp van de thermische diffusievergelijking. Deze is, bij thermisch evenwicht [13]: Q gen dv Q n ds = 0 (2.3) V S Hierin is Q gen de warmtegeneratie per volume (in W/m 3 ), afkomstig van een warmtebron binnen het volume V. De eerste term van 2.3 geeft dus het totale vermogen gegenereerd binnen V. Q is de warmtefluxvector (in W/m 2 ). Met S het oppervlak dat V omvat is de tweede term uit 2.3 gelijk aan het vermogen dat V verlaat. De scalaire vermenigvuldiging met ds = n ds is nodig omdat enkel de warmteflux in de richting van n bijdraagt tot het vermogen dat V verlaat (n ds is een infinitesimaal oppervlak, naar buiten gericht in een richting loodrecht op het oppervlak). In ons geval is de oorzaak van Q gen de resistieve opwarming van het metaallaagje: Q gen = J 2 σ met J de stroomdichtheid die geïnjecteerd wordt in het laagje (in A/m 2 ) en σ = 1/ρ de elektrische geleidbaarheid van dit laagje (in 1/Ω). Q kunnen we beschrijven in termen van de thermische geleidbaarheid K (in W/m K): (2.4) Q = K T (2.5) Vergelijking 2.3 kunnen we dus herleiden tot: J 2 V σ dv + K T n ds = 0 (2.6) S Om het temperatuursprofiel te bepalen, moeten we nu deze vergelijking oplossen over de gehele chip. Door het probleem als invariant te beschouwen over de breedte van de chip, kunnen we de vergelijking herleiden tot twee dimensies: S J 2 σ ds + K T dc = 0 (2.7) C

26 2.3 Warmteprobleem 14 met S de oppervlakte van de doorsnede, C een contour die deze oppervlakte omvat en dc een elementair contour, naar buiten toe gericht. Deze vergelijking kunnen we, samen met de gepaste randvoorwaarden, oplossen met een numerieke methode (bijvoorbeeld finite-difference method of finite-elements method). Hoe we dit precies aangepakt hebben, staat verder uitgelegd in hoofdstuk Thermo-optisch effect De brekingsindex van een materiaal is afhankelijk van de temperatuur. Deze afhankelijkheid hangt vooral samen met de thermische uitzettingscoëfficiënt. Door de thermische uitzetting (of inkrimping) van een materiaal veranderen de roosterparameters, waardoor de diëlektrische functie, en dus de optische eigenschappen, veranderen. In het algemeen hebben materialen met een positieve expansiecoëfficiënt (materiaal zet uit bij toenemende temperatuur) een brekingsindex die toeneemt in functie van de temperatuur. Voor materialen met een negatieve expansiecoëfficiënt geldt het omgekeerde. In minder frequente gevallen, wanneer andere effecten dan expansie en contractie domineren, kunnen we een andere temperatuursafhankelijkheid waarnemen [7]. Dit thermo-optisch effect kunnen we beschrijven met een stuksgewijs lineair model [10]: n(λ 0, P, T + T ) = n(λ 0, P, T ) + N 1 i=1 ( (T i+1 T i ) n ) T (λ 0, P, T i+1/2 ) Hierin zijn n, λ 0, P en T respectievelijk de brekingsindex van het materiaal, de golflengte van het licht (in de vrije ruimte), de druk en de temperatuur. De factor n T (2.8) wordt de thermo-optische coëfficiënt of TOC genoemd. Deze is in het algemeen constant over een beperkt temperatuurs-, druk- en golflengtebereik. Wanneer één van deze bereiken te groot is, moeten we een sommatie (zoals in 2.8 voor de temperatuur) toepassen over verschillende subdomeinen, met elk hun eigen constante TOC. Met behulp van dit model en met de kennis van de temperatuursverdeling in de chip kunnen we de verdeling van de brekingsindex bepalen. Aangezien we door de opwarming proberen om de interferentie tussen de bovenste en de onderste plasmonmode zoveel mogelijk te veranderen, is het belangrijk om materialen met de juiste thermo-optische coëfficiënten te kiezen. Deze moeten ten eerste zo groot mogelijk zijn en bovendien moeten de coëfficiënten van de materialen boven en onder het metaallaagje een tegengesteld teken hebben, om zo het faseverschil tussen beide modes aan de output te maximaliseren. Deze coëfficiënt zal dan ook een belangrijke rol spelen

27 2.3 Warmteprobleem 15 bij de keuze voor het bovenliggend polymeer. De thermo-optische coëfficiënt van silicium is /K [7]. Het polymeer dat bovenop het metaallaagje komt, zal dus een negatieve thermo-optische coëfficiënt moeten hebben. Voor dit polymeer hebben we in de cleanroom de keuze tussen BenzoCycloButeen (BCB) en SU-8. Deze materialen hebben een thermo-optische coëfficiënt van respectievelijk /K [9] en /K. Beide hebben dus de gewenste negatieve TOC. Aangezien deze van SU-8 echter een grootteorde groter is, is dit meer geschikt. Dit is dan ook het polymeer dat we zullen gebruiken.

28 SIMULATIES 16 Hoofdstuk 3 Simulaties 3.1 Inleiding Bij het ontwerpen van een nieuwe component is een belangrijke stap het simulatieproces. Simulaties geven immers inzicht in de werking van de component, zonder dat er moet overgegaan worden tot effectieve fabricage. Bovendien laat het simulatieproces toe om op een vlotte manier verschillende systeemparameters aan te passen en de invloed hiervan te bestuderen. Op deze manier kan veel tijd en geld uitgespaard worden. Voor het simuleren van onze optische schakelaar werd in de eerste plaats gebruikt gemaakt van CAMFR (CAvity Modelling Framework) [2, 3]. Dit is een binnen de vakgroep ontwikkelde tool die toegespitst is op structuren uit de nanofotonica (fotonische kristallen, lasers, LEDs,...). De werking ervan is gebaseerd op eigenmode-expansie. Om het warmteprobleem van onze chip te modelleren maakten we gebruik van pdetool: dit is een toolbox binnen de matlab-omgeving, gericht op het oplossen en grafisch voorstellen van tweedimensionale differentiaalvergelijkingen. In een eerste onderdeel van dit hoofdstuk zullen we enkele theoretische bevindingen over oppervlakteplasmonen (zie hoofdstuk 2) toetsen met de realiteit (met behulp van CAMFR). Op basis van onze resultaten zullen we reeds een aantal conclusies kunnen maken met betrekking tot het ontwerp. Vervolgens zullen we het ontwerp van de schakelaar optimaliseren. In een eerste stap wordt de structuur die we voor ogen hadden ingevoerd in pdetool, om het effect van een elektrische stroom te bestuderen. Gewapend met deze informatie kunnen we dan aan de slag in CAMFR,

29 3.2 Simulaties oppervlakteplasmonen 17 om hier de component zoveel mogelijk te optimaliseren: we willen immers een zo hoog mogelijke transmissie in de AAN-toestand (dus een klein insertion loss) en een zo hoog mogelijk contrast tussen AAN- en UIT-toestand (dus een grote extinction ratio). Dit hele proces leidt dan tot een optimaal design, waarmee we de fabricage kunnen aanvangen. 3.2 Simulaties oppervlakteplasmonen In het vorige hoofdstuk werd reeds vermeld dat zilver het metaal met de laagste verliezen is voor oppervlakteplasmonen. Met behulp van de formules uit dat hoofdstuk en de materiaalconstanten van de verschillende materialen kunnen we dit ook effectief narekenen. We berekenden de propagatielengtes voor oppervlakteplasmonen aan een interface tussen metaal en lucht, tussen metaal en silicium en tussen metaal en SU-8, bij een golflengte van 1550nm. De resultaten voor de verschillende metalen staan in tabel 3.1. Hieruit blijkt inderdaad dat zilver het meest geschikt is voor de propagatie van oppervlakteplasmonen; ook aluminium, goud en koper zijn geschikte geleiders voor oppervlakteplasmonen. Verder zien we ook dat de propagatielengte afneemt met toenemende brekingsindex van het diëlektricum (n lucht = 1, n SU 8 = 1.575, n Si = 3.45), hetgeen overeenkomt met onze verwachtingen (zie formule 2.2). propagatielengte (µm) metaal metaal - lucht metaal - SU-8 metaal - Si Ag Au Ni Ti W Pt Al Cu Tabel 3.1: Propagatielengtes voor oppervlakteplasmonen De formules uit het vorige hoofdstuk gaan echter uit van een enkele interface die de ruimte in twee half-oneindige ruimtes verdeelt (met in de ene halfruimte het metaal en in de andere het diëlektricum). Bij onze component is de structuur echter iets gecompliceerder: wij hebben twee

30 3.2 Simulaties oppervlakteplasmonen 18 plasmonmodes, waarvan de bovenste propageert aan een metaal SU-8 interface en de onderste aan een metaal-silicium-interface, waarbij de ruimtes boven en onder de interfaces dit keer geen half-oneindige ruimtes zijn maar eindige dimensies hebben. Ook voor een dergelijke structuur kunnen we met behulp van CAMFR de propagatielengtes (voor de beide modes) berekenen. Met CAMFR kunnen we immers de (complexe) propagatieconstante k SP van de modes achterhalen. De propagatielengte volgt hier rechtstreeks uit (zie hoofdstuk 2, formule 2.2): δ SP = 1 ). 2k SP De resultaten van deze simulaties staan in tabel 3.2. De berekeningen gebeurden voor een metaaldikte van 50nm. Ook de verliezen in db/µm werden uitgerekend. Deze volgen rechtstreeks uit de propagatielengte (uitgedrukt in µm): Verlies = 10 L log(e) = L (3.1) Top plasmonmode Bottom plasmonmode metaal δ SP (µm) verlies (db/µm ) δ SP (µm) verlies (db/µm ) Ag Au Ni W Al Cu Tabel 3.2: Propagatielengtes en verliezen voor plasmonmodes van de schakelaar We zien dat de verliezen in de onderste plasmonmode merkelijk groter zijn dan die in de bovenste. Dit komt omdat deze mode propageert in een gebied met een veel hogere brekingsindex (n Si = 3.45 tegenover n SU 8 = 1.575). Hier zullen we rekening mee moeten houden bij het ontwerpen. Om totale destructieve interferentie te bekomen moeten de (totale) verliezen over de beide paden immers gelijk zijn. In dit geval betekent dit dus dat we ervoor moeten zorgen dat de koppelverliezen naar de onderste mode kleiner zijn (aangezien de propagatieverliezen voor deze mode groter zijn). Ook hier merken we weer dat zilver de beste kandidaat is, terwijl de verliezen bij de andere metalen veel groter zijn. We zullen later in dit hoofdstuk zien dat de koppelverliezen van onze structuur redelijk groot zijn. Om het insertion loss zoveel mogelijk te beperken, is het dus belangrijk de propagatieverliezen tot een absoluut minimum te beperken. Daarom beslissen we

31 3.3 Simulaties voor het warmteprobleem 19 nu reeds om enkel nog zilver te overwegen voor onze component. Figuur 3.1 toont de modeprofielen van de elektrische velden loodrecht op de interfaces, en dit voor de beide plasmonmodes. De figuren stellen een vertikale doorsnede doorheen de chip voor (het brekingsindexprofiel werd ook weergegeven. Voor deze berekeningen werd zilver gebruikt als metaal, met een dikte van 50nm (op de figuren bevindt het metaallaagje zich tussen 6.2 en 6.25 op de x-as). We merken de evanescente natuur van deze velden op. (a) Top (b) Bottom Figuur 3.1: Modeprofielen Op basis van deze simulaties kunnen we ook de indringdiepte van de SPs berekenen: dit is het punt waarop de absolute waarde van het veld is afgenomen tot 1 e van zijn originele waarde. We vinden voor de bovenste plasmonmode 958nm in het bovenliggende SU-8 en 17nm in het gebied onder de interface (metaal + silicium). Voor de onderste plasmonmode vinden we 14nm voor het gebied boven de interface (metaal + SU-8) en 812nm voor het gebied eronder (silicium). Deze waarden komen overeen met onze theoretische verwachtingen: in het diëlektricum vergelijkbaar met de halve golflengte van het licht en in het metaal vergelijkbaar met de skindiepte ervan. 3.3 Simulaties voor het warmteprobleem Inleiding Pdetool staat voor Partial Differential Equation Toolbox. De toolbox beschikt over een graphical user interface (GUI) waarin een specifieke tweedimensionale structuur gedefinieerd kan worden. Vervolgens kunnen we de juiste randvoorwaarden opleggen en de nodige materiaalparameters opgeven. Aangezien pdetool gebruik maakt van de eindige-elementen-methode moeten

32 3.3 Simulaties voor het warmteprobleem 20 we vervolgens een geschikte mesh definiëren. kunnen we de differentiaalvergelijking oplossen en de oplossing plotten. Wanneer alle nodige gegevens zijn ingevoerd, Om vertrouwd te raken met de pdetool van matlab, alsook om de werking ervan te controleren, werd een chip gemodelleerd waarvan de oplossing van het warmteprobleem reeds gekend was. De chip waarover het gaat wordt besproken in een artikel van Guy Gagnon et al. [7]. De resulterende temperatuursverdeling staat in figuur 3.2(a), in figuur 3.2(b) staat de temperatuursverdeling uit de originele paper. Op het eerste zicht ziet het profiel er gelijkaardig uit (merk het verschil in temperatuursschaal op: op figuur 3.2(a) staat de temperatuur in C, terwijl in figuur 3.2(b) een temperatuursverschil tegenover 25 C wordt weergegeven). Wanneer we enkele profieldoorsnedes weergeven (zie figuren 3.3 en 3.4) wordt de overeenkomst tussen de resultaten van pdetool en die van de originele paper nog veel duidelijker. Wij rekenden de structuur met een baantje van 8µm na, bij een stroomdichtheid van 66.6GA/m 2. Dit komt overeen met de volle lijn in figuur 3.3(b) en de zevende curve van figuur 3.4(b), te beginnen van bovenaan. We kunnen dus concluderen dat de resultaten van pdetool betrouwbaar zijn. In het volgende onderdeel zullen we deze tool loslaten op onze eigen structuren. (a) pdetool (b) origineel [7] Figuur 3.2: Temperatuursprofielen bij voorbeeldchip

33 3.3 Simulaties voor het warmteprobleem 21 (a) pdetool (b) origineel Figuur 3.3: Horizontale doorsnede van het temperatuursprofiel bij voorbeeldchip

34 3.3 Simulaties voor het warmteprobleem 22 (a) pdetool (b) origineel Figuur 3.4: Vertikale doorsnede van het temperatuursprofiel bij voorbeeldchip

35 3.3 Simulaties voor het warmteprobleem Simulaties van de eigen structuur Voor de eigen structuur werden de temperatuursprofielen berekend voor verschillende stroomdichtheden (tussen 0mA en 100mA) en voor verschillende lengtes van het metaallaagje. De resultaten hiervan werden opgeslagen en gebruikt bij de simulaties met CAMFR. Een van de berekende temperatuursprofielen is te zien in figuur 3.5. Het gaat hier om een structuur met een zilverlaagje van 10µm lang en 20nm dik, bij een geïnjecteerde stroom van 70mA. Figuur 3.5: Temperatuursprofiel Meer inzicht kunnen we halen uit doorsnedes. Figuur 3.6 toont een doorsnede in de transversale richting ter hoogte van het midden van het metaallaagje. We zien dat de grootste temperatuursval plaatsvindt in het oxide (tussen 4 en 6µm), zoals we verwachten: het oxide heeft de laagste thermische geleidbaarheid van alle lagen. In de buurt van het metaal blijft de temperatuur min of meer constant, terwijl ze in het polymeer (vanaf 6.22µm) dan weer geleidelijk afneemt. Een horizontale doorsnede door het midden van het metaallaagje is te zien in figuur 3.7 (het metaallaagje bevindt zich tussen x = 5 en x = 5).

36 3.3 Simulaties voor het warmteprobleem 24 Figuur 3.6: Verticale doorsnede van het temperatuursprofiel Figuur 3.7: Horizontale doorsnede van het temperatuursprofiel

37 3.4 Simulaties met CAMFR 25 Om de optische simulaties niet nodeloos te verzwaren, werd niet het volledige temperatuursprofiel doorgegeven naar CAMFR maar wel een viertal belangrijke waarden of gemiddelden (zie ook figuur 3.8: T_pol (a), de temperatuur van het polymeer net boven het metaallaagje, gemiddeld genomen over de lengte ervan T_Si (b), de temperatuur halverwege de silicium-golfgeleider, gemiddeld genomen over de lengte van het metaallaagje T_pol_begin (c), de temperatuur van het polymeer net boven de silicium-golfgeleider, net voor het metaallaagje T_Si_begin (d), de temperatuur halverwege de silicium-golfgeleider, net voor het metaallaagje Figuur 3.8: Belangrijke temperatuurswaarden 3.4 Simulaties met CAMFR Inleiding De inzichten en resultaten uit de voorgaande onderdelen kunnen we nu gebruiken om onze eigenlijke schakelaar zo goed mogelijk te ontwerpen. De structuur van de schakelaar werd al toegelicht in hoofdstuk 1 (sectie 1.3). Omwille van de eenvoudiger fabricage gaat onze voorkeur uit naar de structuur waar de siliciumgolfgeleider uniform wordt geëtst (figuur 1.4(b)). Ook de materiaalkeuze is reeds gebeurd. Als metaal kiezen we zilver, omwille van de uitstekende geleiding van oppervlakteplasmonen (zie sectie 3.2). Voor het polymeer valt de keuze op SU-8, omwille van de grote thermo-optische

38 3.4 Simulaties met CAMFR 26 coëfficiënt in vergelijking met BCB (zie sectie 2.3.2). Nu de structuur en de materialen zijn vastgelegd, kunnen we enkel nog de dimensies van de verschillende lagen aanpassen om de schakelaar te optimaliseren. Deze zijn, net zoals voor de sensor waarop het ontwerp is gebaseerd: de lengte van het zilverlaagje (L): door deze lengte te veranderen, kunnen we de visibiliteit V en de positie van de interferentiepieken aanpassen. de dikte van het silicium (d Si): door deze te veranderen, kunnen we de koppeling naar en van de beide plasmonmodes aanpassen. de dikte van het zilverlaagje (d met): hiermee kunnen we ook de koppeling aanpassen (het effect hiervan is wel kleiner) Optimalisaties voor de schakelaar We willen een schakelaar ontwerpen die schakelt in functie van een elektrische stroom. Om het meten niet nodeloos moeilijk te maken, kiezen we de AAN-toestand wanneer er geen stroom loopt door de schakelaar. In deze toestand moet de transmissie dus zo hoog mogelijk zijn. Wanneer we de stroom opdrijven, moet de transmissie (zoveel mogelijk) dalen. De maximale stroom die we door onze component kunnen sturen is 100mA, het maximum dat de probes aankunnen. De optimalisatie gebeurt in twee stappen. Eerst worden de parameterwaarden (metaaldikte, siliciumdikte en metaallengte) gezocht waarvoor we bij 100mA totale destructieve interferentie krijgen. Vervolgens proberen we, door de gevonden parameterwaarden te variëren, het schakelgedrag te optimaliseren. Concreet ziet de optimalisatie er als volgt uit: We kiezen een bepaalde metaaldikte, die constant blijft gedurende het optimalisatieproces. Vervolgens variëren we de dikte van de siliciumlaag, met als maximum 220nm (de originele dikte van de siliciumgolfgeleiders die we zullen gebruiken). Voor elke siliciumdikte zoeken we de zogenaamde vermogenlengte: dit is de lengte waarvoor de verliezen van beide modes gelijk zijn, zodat totale destructieve interferentie mogelijk is. Ze wordt gegeven door:

39 3.4 Simulaties met CAMFR 27 L = k top i 1 k bottom i ( 1 log(e) log ) T (bottom, in) 2 T (top, in) 2 (3.2) waarin k top i en k bottom i de imaginaire delen van de propagatievectoren van de beide plasmonmodes zijn en T (bottom, in) 2 en T (top, in) 2 de transmissiecoëfficiënten van de inkomende golfgeleidermode naar de beide plasmonmodes. Om destructieve interferentie te bekomen bij 100mA moet er aan de output een faseverschil van (een oneven aantal keer) π zijn tussen de beide modes. Dit levert ons een aantal lengtes op, afhankelijk van de orde van het interferentie-effect. We kiezen de lengte die het dichtst bij de hiervoor berekende vermogenlengte ligt, en noemen deze de faselengte. Hoe dichter deze beide lengtes bij elkaar liggen, hoe beter. Op dit moment hebben we voor elke siliciumdikte een schatting van de lengte die voor 100mA aan de output totale destructieve interferentie geeft. Vervolgens gaan we in de buurt van de vermogenlengte (in een venster van 200nm) op zoek naar de lengte die een zo goed mogelijk schakelgedrag oplevert. Dit doen we door de lengte te zoeken die het verschil maximaliseert tussen de transmissie bij 0mA en bij 100mA, met als extra voorwaarde dat de transmissie bij 0mA (de AAN-toestand) boven een bepaalde drempel ligt (bijvoorbeeld 12dB). Op deze manier bekomen we een schakelaar met een zo hoog mogelijke extinction ratio en een aanvaardbaar insertion loss. Dit optimalisatieproces werd uitgevoerd voor verschillende metaaldiktes. Op deze manier gingen we op zoek naar de combinaties van metaaldikte d met, siliciumdikte d Si en metaallengte L die het beste schakelgedrag vertoonden. In tabel 3.3 staan een aantal optimale resultaten samengevat (de transmissies bij 0mA en 100mA en het verschil tussen beide).

40 3.4 Simulaties met CAMFR 28 d met (nm) d Si (nm) L(µm) Tr(0mA)(dB) Tr(100mA)(dB) Verschil(dB) Tabel 3.3: Optimale parameters We zien dat het voor dikkere metaallagen moeilijker is om een groot contrast te krijgen tussen transmissie in de AAN-toestand en transmissie in de UIT-toestand. Bovendien merken we dat de verliezen in de AAN-toestand ook al redelijk groot zijn. De oorzaak hiervan zijn de koppelverliezen bij de overgang van de fundamentele mode naar de beide plasmonmode. Hierop komen we verder in dit hoofdstuk terug (sectie 3.4.3). Van een aantal van deze optimale ontwerpen is hieronder de transmissiekarakteristiek afgebeeld (figuren 3.9 en 3.10). We merken inderdaad de dalende transmissie in functie van stroom. In figuren 3.11 en 3.12 wordt van twee designs ook nog eens de transmissie in functie van temperatuur voorgesteld. Bovendien werd een erg groot temperatuursbereik gesimuleerd, om aan te tonen dat het hier wel degelijk om het gezochte interferentie-effect gaat.

41 3.4 Simulaties met CAMFR 29 Figuur 3.9: Transmissie voor een schakelaar met d met = 20nm, d Si = 209nm en L = 3.788µm Figuur 3.10: Transmissie voor een schakelaar met d met = 20nm, d Si = 213nm en L = 5.291µm

42 3.4 Simulaties met CAMFR 30 Figuur 3.11: Transmissie voor een schakelaar met d met = 20nm, d Si = 213nm en L = 5.291µm Figuur 3.12: Transmissie voor een schakelaar met d met = 50nm, d Si = 178nm en L = µm We zien inderdaad de periodieke opeenvolging van pieken en dalen die kenmerkend is voor een

43 3.4 Simulaties met CAMFR 31 interferentie-effect. Om voldoende verschil te krijgen tussen transmissie in de AAN-toestand en transmissie in de UIT-toestand, moet de schakelaar opereren in de buurt van destructieve interferentie: enkel daar zijn de karakteristieken steil genoeg. In dat geval is het echter moeilijk om een hoge transmissie in de AAN-toestand te krijgen. De belangrijkste oorzaak voor de grote verliezen van onze component, zijn de koppelverliezen bij de overgang van de fundamentele golfgeleidermode naar de twee plasmonmodes. Dit zal in het volgende onderdeel verder toegelicht worden De koppelverliezen Het probleem Aan de interface aan het begin van het metaallaagje moet de fundamentele mode van de siliciumgolfgeleider de twee plasmonmodes exciteren(één aan de bovenkant van het metaallaagje en één aan de onderkant). Aan het einde van het metaallaagje gebeurt het omgekeerde. Deze omzetting gebeurt via end-fire coupling. Doordat de overlap tussen het profiel van de fundamentele TM-mode van de golfgeleider en dat van de beide plasmonmodes beperkt is, gaat hier veel vermogen verloren. Figuur 3.13 toont de koppelverliezen naar de bovenste plasmonmode, in functie van de dikte van de siliciumgolfgeleider, voor verschillende metaaldiktes (20, 30, 40, 50 en 60 nm). Figuur 3.14 toont hetzelfde voor de excitatie van de onderste plasmonmode. De koppeling naar de bovenste plasmonmode neemt toe wanneer de siliciumgolfgeleider dunner wordt. Dit is logisch, omdat een geleide mode in een dunnere golfgeleider een breder modeprofiel heeft; dit breder modeprofiel overlapt beter met het modeprofiel van de bovenste plasmonmode. Ook een dunnere metaallaag geeft een betere overlap tussen beide modeprofielen. Bij de onderste plasmonmode stellen we het omgekeerde vast: een bredere golfgeleider geeft een betere koppeling naar deze mode, net als een dikkere metaallaag.

44 3.4 Simulaties met CAMFR 32 Figuur 3.13: Koppelverliezen naar de bovenste plasmonmode Figuur 3.14: Koppelverliezen naar de onderste plasmonmode

45 3.4 Simulaties met CAMFR 33 Figuur 3.15 vergelijkt de koppelverliezen van onze uniform geëtste structuur met de ingebedde structuur die in het eerste hoofdstuk van deze scriptie werd voorgesteld (zie figuur 1.4(a)). Deze figuur is voor een structuur met een metaallaagje van 40nm dik. Figuur 3.15: Koppelverliezen voor ingebedde en uniform geëtste structuur We zien dat de ingebedde structuur minder koppelverliezen heeft naar de onderste plasmonmode, maar meer naar de bovenste. Om totale destructieve interferentie te bekomen, moeten de totale verliezen langs beide paden gelijk zijn. Zoals reeds eerder vermeld, betekent dit dat er minder koppelverliezen mogen zijn naar de onderste plasmonmode, omdat deze mode hogere propagatieverliezen heeft. Voor de uniform geëtste structuur uit figuur 3.15 betekent dit dat de siliciumgolfgeleider minstens 170nm dik moet zijn. De grootte van deze koppelverliezen beperkt de performantie van onze schakelaar. Een mogelijke oplossing hiervoor, het gebruik van tapers, wordt hieronder toegelicht.

46 3.4 Simulaties met CAMFR 34 Mogelijke oplossing: tapers Door het gebruik van tapers proberen we de overgang tussen de fundamentele golfgeleidermode en de plasmonmodes minder bruusk te maken. Op deze manier hopen we de verliezen te kunnen beperken. In het kader van deze scriptie werden twee mogelijke taperstructuren voorgesteld. Een eerste structuur (figuur 3.16(a)) bestaat uit een kort metaallaagje voor (en na) het eigenlijke metaallaagje van de schakelaar. De lengte van dit laagje (TL op de figuur) kunnen we variëren, de dikte ervan kiezen we half zo dik als het echte metaallaagje. Zoals hierboven reeds vermeld werd, zorgt een dunner metaallaagje voor een betere koppeling naar de bovenste plasmonmode. De koppeling naar het extra metaallaagje zal dus beter zijn. Als de koppelverliezen van het eerste naar het tweede metaallaagje niet te groot zijn, is het op deze manier mogelijk om de totale verliezen te doen afnemen. Een tweede taperstructuur (figuur 3.16(b)) bestaat uit een erg korte (kleiner dan de golflengte) zone waarin de helft een metaallaagje heeft en de andere helft niet. Op deze manier hopen we dat de overgang minder bruusk zal verlopen, omdat het licht een soort uitgemiddelde structuur voelt. De taperlengte TL kunnen we wederom variëren. (a) Taper 1 (b) Taper 2 Figuur 3.16: Taperstructuren Om de werking van de tapers te onderzoeken gingen we uit van een vaste siliciumdikte van 200nm. De resultaten voor taper 1 (in functie van de taperlengte TL) staan in figuren 3.17 en 3.18, respectievelijk voor een metaallaagje van 40nm dik en een van 60nm. Merk op dat deze taper niet geschikt is voor een metaallaagje van 20nm dik, omdat het taperlaagje (dat dan 10nm dik zou zijn) geen twee verschillende plasmonmodes meer geleidt.

47 3.4 Simulaties met CAMFR 35 Figuur 3.17: Koppelverliezen voor taper 1 - d met = 40nm Figuur 3.18: Koppelverliezen voor taper 1 - d met = 60nm De resultaten voor taper 2 staan in figuren 3.19, 3.20 en 3.21 voor de metaaldiktes 20, 40 en 60 nm.

48 3.4 Simulaties met CAMFR 36 Figuur 3.19: Koppelverliezen voor taper 2 - d met = 20nm Figuur 3.20: Koppelverliezen voor taper 2 - d met = 40nm

49 3.5 Ontwerp 37 Figuur 3.21: Koppelverliezen voor taper 2 - d met = 60nm Met taper 1 kunnen we de transmissie naar de bovenste plasmonmode doen toenemen, zoals we verwacht hadden. Nadeel is wel dat de koppeling naar de onderste plasmonmode vermindert. Taper 2 daarentegen heeft niet het beoogde effect: de koppeling naar de bovenste plasmonmode neemt af. De koppeling naar de onderste plasmonmode kunnen we wel verbeteren, mits we een korte taper gebruiken: voor langere tapers neemt ook hier de transmissie af. We kunnen dus vaststellen dat het met deze eenvoudige tapers niet vanzelfsprekend is om de koppelverliezen spectaculair te doen verminderen. Geen van beide tapers slaagt erin om tegelijk de koppeling naar de bovenste en naar de onderste plasmonmode te verbeteren. 3.5 Ontwerp Uit de simulaties bleek dat zilver en goud de meest geschikt metalen zijn voor de geleiding van oppervlakteplasmonen. Wij kozen voor zilver, omwille van de betere geleiding van de oppervlakteplasmonen en de geschikte thermische eigenschappen. Als polymeer viel de keuze reeds eerder op SU-8 (zie het vorige hoofdstuk). We kiezen voor een structuur waar het metaallaagje op het silicium ligt boven een ingebedde structuur. Een dergelijke structuur is immers gemakkelijker te maken.

50 3.6 Besluit 38 In onderdeel van dit hoofdstuk kwamen dan een aantal geschikte dimensioneringen naar voor. Wij kozen ervoor de structuur met de volgende parameters te fabriceren: een siliciumgolfgeleider van 208nm dik met daarop een zilverlaagje van 3.78µm lang en 20nm dik. Uit tabel 3.3blijkt dat bij deze dimensionering de dikte van het silicium niet kritisch is: waarden in de buurt van 208nm geven een gelijkaardig schakelgedrag. Dit is een groot voordeel voor de fabricage. 3.6 Besluit De simulaties die in het kader van deze scriptie uitgevoerd zijn, werden in dit hoofdstuk besproken. De theoretische eigenschappen van oppervlakteplasmonen werden gevalideerd. Op basis van deze resultaten werd ervoor gekozen om zilver te gebruiken als metaal. Ook de simulaties met betrekking tot het warmteprobleem werden besproken. De resultaten die uit deze simulaties voortvloeiden, werden gebruikt bij de dimensionering van de schakelaar. Deze dimensionering gebeurde met een intensief optimalisatieproces, waarbij op zoek gegaan werd naar de best mogelijke schakelkarakteristiek. Bovendien gingen we met behulp van CAMFR ook in op de problematiek van de koppelverliezen. Mogelijke oplossingen voor dit probleem werden voorgesteld en onderzocht. Op basis van de optimalisaties werd er dan een structuur gekozen om te fabriceren. Het verloop van deze fabricage staat beschreven in het volgende hoofdstuk.

51 FABRICAGE 39 Hoofdstuk 4 Fabricage 4.1 Inleiding In het vorige hoofdstuk vonden we een optimale structuur die geschikt is voor fabricage. Hiervoor zullen we gebruik maken van de faciliteiten van de cleanroom van de Universiteit Gent. Dit is een ruimte met een beperkte hoeveelheid stofdeeltjes per kubieke meter. Hierdoor is deze ruimte geschikt om microscopische componenten te vervaardigen; de fabricage hiervan is immers erg gevoelig voor de aanwezigheid van stofdeeltjes. Er werden verschillende soorten samples gefabriceerd. In dit hoofdstuk worden het fabricageproces en de moeilijkheden die daarbij optraden besproken. 4.2 Fabricage - algemeen De praktijk van de fabricage levert extra moeilijkheden op in vergelijking met de theoretische simulaties. Ten eerste is het aanbrengen van elektrische contactpunten (om een elektrische stroom door onze chip te sturen) verre van triviaal. Daarom zullen we in eerste instantie chips fabriceren zonder elektrisch contact. Hiermee kunnen we dan tijdens onze metingen het gedrag in de AAN-toestand bestuderen. Ten tweede zijn lang niet alle denkbare lengtes en breedtes mogelijk voor bepaalde structuren. Zo beschikken we niet over een geschikt lithografisch masker om een zilverlaagje van 3.78µm lang aan te brengen. Bovendien is de resolutie van het lithografieproces niet voldoende om een dergelijke precisie te bekomen. Een laagje van 3.75µm of 3.80µm lang is wel mogelijk. Onderstaande grafiek (figuur 4.1) toont aan dat structuren met dergelijke laagjes ook het gewenste schakelgedrag zullen

52 4.2 Fabricage - algemeen 40 vertonen. We zullen dan ook deze lengtes gebruiken bij de fabricage. Figuur 4.1: Transmissies voor een schakelaar met d met = 20nm en d Si = 209nm Er werden verschillende generaties samples gefabriceerd. In een eerste fase werden samples gemaakt zonder elektrische contacten. Deze samples zijn geschikt om opgemeten te worden op een horizontale opstelling, waar licht wordt ingekoppeld via een lensed fibre. In de volgende fases werden samples gebruikt met roosterkoppelaars voor TM-polarisatie, zodat we deze verticaal kunnen opmeten (wat minder alignatieproblemen oplevert) en werd getracht de elektrische contactpunten aan te brengen. In de volgende onderdelen staan de verschillende fabricageprocessen beschreven Eerste generatie In een eerste fabricagefase maken we de optimale structuur, zonder elektrische contacten. Hieronder staat het proces beschreven: 1. We vertrekken van een SOI-wafer (Silicon On Insulator). Deze bestaat uit een Si-substraat met daarop een laag SiO 2 van 2µm. We maken van deze wafer samples los waarop zich siliciumgolfgeleiders van 220nm dik bevinden. 2. Op deze samples is nog een resistlaag aanwezig. Deze moet dus eerst verwijderd worden.

53 4.2 Fabricage - algemeen 41 Dit doen we door te reinigen met aceton (in een ultrasoon bad) en vervolgens met IPA en water. 3. We moeten een stuk van de siliciumgolfgeleiders wegetsen: voor onze component willen we immers een dikte van 208nm in plaats van 220nm. We doen dit met ICP/RIE (Inductively Coupled Plasma/Reactive Ion Etching). 4. De volgende stap is het aanbrengen van het zilverlaagje. Hiervoor moeten we eerst een geschikte zone definiëren. Dit doen we door middel van fotolithografie. De eerste stap is het spincoaten en uitbakken (90 C) van achtereenvolgens primer (chemische voorbereiding van de Si-laag voor de hechting van het resist) en het geschikte fotoresist (AZ5214). Voor de lithografie gebruiken we een masker waarop zich een rechthoekig oppervlakje bevindt van 3.75µm 15µm. We plaatsen dit oppervlakje boven één van de golfgeleiders en belichten ons sample. Vervolgens ontwikkelen we het resist. Na twee belichtingsstappen hebben we de gewenste structuur gedefinieerd (image reversal). Nu kunnen we een geschikt zilverlaagje deponeren door middel van E-gun evaporatie (opdampen). Hierna verwijderen we het nog aanwezige resist (lift-off) met een aceton-bad en bakken het sample op 100 C. 5. Vervolgens brengen we de laag SU-8 aan. Dit gebeurt wederom door midden van (opdrijvend) spincoaten, gevolgd door een bakfase (3 minuten op 65 C en 3 minuten op 95 C), een belichtingsfase (om het SU-8 stabieler te maken) en een laatste bakfase. 6. De gebruikte samples bevatten roosterkoppelaars voor TE-polarisatie. Voor onze structuur moeten deze verwijderd worden. Dit gebeurt door het sample nauwkeurig te klieven Tweede en derde generatie Voor de volgende samples werden golfgeleiders gebruikt die voorzien waren van TM-roosterkoppelaars. Dit heeft enkele complicaties voor de fabricage. Ten eerste moeten deze roosterkoppelaars tijdens het etsen afgedekt worden, aangezien ze anders weggeëtst worden. Dit doen we door met een klein borsteltje een laagje resist aan te brengen boven de koppelaars en dit vervolgens uit te bakken. Ten tweede moet de overgang naar de wel geëtste zone zo geleidelijk mogelijk zijn. Daartoe moeten we etsen op bijzonder laag vermogen en met een excess aan O 2. Op deze manier kunnen we de verstrooiing minimaliseren.

54 4.3 Besluit 42 Ten slotte dienen deze samples uiteraard niet gekliefd te worden: de inkoppeling gebeurt niet meer horizontaal maar wel via de roosterkoppelaars. Voor deze samples werd ook een ander masker gebruikt om het zilverlaagje te definiëren. Dit was nodig om de elektrische contactering mogelijk te maken. Figuur 4.2 toont hoe het sample eruit ziet na het lithografieproces. We merken een aantal parallelle golfgeleiders op (links een aantal van 10µm breed en rechts een aantal van 3µm breed). Het masker bestaat uit smalle baantjes die allemaal verbonden zijn met elkaar door veel bredere stukken. Figuur 4.2: Golfgeleiders na lithografie 4.3 Besluit We hebben in dit hoofdstuk de fabricage van het ontwerp uit het vorige hoofdstuk beschreven. De complicaties van de feitelijke fabricage noopten ons ertoe verschillende generaties samples te maken, beginnend met een eenvoudig ontwerp zonder elektrische contacten. Latere samples werden wel voorzien van elektrische contacten. Bovendien werden voor deze latere generaties samples met TM-roosterkoppelaars gebruikt, om het uitmeten te vergemakkelijken. De samples die in dit hoofdstuk werden beschreven, zijn nu klaar om opgemeten te worden. Hoe dit verliep, staat beschreven in het volgende hoofdstuk.

55 METINGEN 43 Hoofdstuk 5 Metingen 5.1 Inleiding In dit hoofdstuk zullen de experimentele resultaten die we met de verschillende samples bereikten, besproken worden. Bovendien zal er vergeleken worden met de resultaten van de simulaties. Op deze manier kunnen we zien of de werking van onze schakelaar in de praktijk overeenkomt met onze verwachtingen. 5.2 Eerste generatie samples Opstelling en meetproces Bij de eerste generatie samples werd de interferometrische schakelstructuur op een gewone SOIgolfgeleider gefabriceerd. Deze structuur kunnen we opmeten met een horizontale opstelling. Met behulp van een lensed fibre koppelen we laserlicht in de golfgeleider. Het licht aan de uitgang vangen we om met een objectief en wordt via een lenzensysteem naar een detector gebracht, waar we het vermogen kunnen meten. Een foto van deze opstelling is te zien in figuur 5.1. Met behulp van polarisatiewieltjes kunnen we ervoor zorgen dat we TM-gepolariseerd licht inkoppelen. Bovendien gebruiken we voor de detector een polarizer, zodat we ook effectief enkel TM-licht opmeten. In de praktijk gebeurt het meetproces als volgt. Eerst worden de lensed fibre en het objectief, zonder sample ertussen, met elkaar gealigneerd (bij zeer laag vermogen) met behulp van een camera en een beeldscherm (figuur 5.2(a)). Wanneer we op het beeldscherm een ronde laserspot

56 5.2 Eerste generatie samples 44 Figuur 5.1: Horizontale opstelling krijgen (figuur 5.2(b)), is de alignatie voltooid. Eens dit gebeurd is, wordt het sample tussen de lensed fibre en het objectief geplaatst. Door de onderlinge posities aan te passen, trachten we op een geschikte manier licht in en uit te koppelen, wederom met behulp van de camera. Doordat er veel licht verstrooid wordt, is deze alignatie niet eenvoudig. Dit is duidelijk te zien in figuur 5.3: we merken de laserspot op maar zien ook een grote hoeveelheid verstrooid licht. Vervolgens plaatsen we de detector aan de output, met daarvoor een diafragma en een polarizer. Het diafragma zorgt ervoor dat we zo weinig mogelijk stoorlicht opmeten (omgevingslicht en verstrooiing). Met behulp van de polarizer en de detector draaien we de polarisatiewieltjes zodanig dat de TM-output maximaal wordt. Wanneer het inkomend licht optimaal in de golfgeleider wordt gekoppeld, zijn we klaar om te meten. Deze samples zijn nog niet geschikt om het effectieve schakelgedrag te testen, enkel de

57 5.2 Eerste generatie samples 45 (a) Lensed fibre en objectief (b) Spot na alignatie Figuur 5.2: Temperatuursprofielen bij voorbeeldchip Figuur 5.3: Output na alignatie transmissie in de AAN-toestand kan onderzocht worden. Door een golflengtesweep te doen, kunnen we echter wel controleren of we het gewenste interferometrische gedrag kunnen waarnemen. Bij dit experiment worden zowel de laser als de vermogenmeter aangestuurd met behulp van een labview-programma Experimenten en resultaten Het alignatieproces is bij deze opstelling een lastige opdracht. Het was moeilijk om een efficiënte in- en uitkoppeling te bekomen. Zelfs bij een geschikte alignatie bleek er nog veel licht verloren te gaan door verstrooiing. Hierdoor waren de opgemeten vermogens aan de lage kant. De resul-

58 5.2 Eerste generatie samples 46 taten zijn echter wel geschikt om relatieve observaties te doen. Figuur 5.4 toont de transmissiekarakteristiek van twee samples voor een golflengtesweep van 1510 tot 1600nm, bij een ingangsvermogen van 5mW. Ook een referentiegolfgeleider werd opgemeten. De curves in de figuur zijn voor elk sample de gemiddelde waarden van telkens 5 verschillende metingen. Ook foutbalken met de standaarddeviatie werden weergegeven. We merken de erg hoge verliezen van onze samples (meer dan -35dB) op. We zien dat de transmissie bij de eigen samples toeneemt met stijgende golflengte, terwijl de referentiegolfgeleider een vlakke grafiek heeft. Figuur 5.4: Opgemeten uitgangsvermogen Figuur 5.5 toont de karakteristiek die we verwachten vanuit de simulaties (in db). We merken een gelijkaardige trend: hogere transmissie bij grotere golflengtes. De verliezen liggen wel een stuk lager. Figuur 5.6 toont de opgemeten en de theoretische karakteristieken op een decibelschaal. Het verschil in transmissie is treffend. Wel kunnen we een min of meer gelijkaardige trend observeren: de transmissie stijgt voor langere golflengtes. Om een betere vergelijking mogelijk te maken, werd ook een verticaal verschoven versie van de metingen weergegeven (29 db naar omhoog). We merken dat het opgemeten contrast toch nog een flink stuk kleiner is dan wat we theoretisch verwachten.

59 5.3 Tweede generatie samples 47 Figuur 5.5: Theoretisch uitgangsvermogen Figuur 5.6: Vergelijking simulaties - metingen De lage vermogens zijn te wijten aan een moeilijke alignatie en inkoppeling. Bovendien waren de verliezen van de opstelling op zich reeds hoog: bij een rechtstreekse koppeling van lensed fibre naar objectief merkten we reeds een verlies van 11dB op. 5.3 Tweede generatie samples De samples voorzien van TM-roosterkoppelaars moeten opgemeten worden op een verticale opstelling. Hierbij wordt het laserlicht via de roosterkoppelaars in- en uitgekoppeld. Dit gebeurt

60 5.3 Tweede generatie samples 48 door een gekliefde optische vezel vlakbij de koppelaars te brengen. Door de onderlinge posities tussen de vezels en de koppelaars aan te passen, trachten we de opstelling te aligneren (door het uitgangsvermogen te maximaliseren). Figuur 5.7 toont de golfgeleiders en de vezel (en diens schaduw) die gebruikt wordt om licht in te koppelen. De roosterkoppelaars zijn niet zichtbaar op de figuur, deze bevinden zich onder de vezel. Figuur 5.7: Vertikale opstelling - inkoppelen Ook bij deze opstelling werd eerst een referentiegolfgeleider opgemeten. De transmissiekarakteristiek, inclusief foutbalken, is te zien in figuur 5.8. De karakteristiek is niet vlak zoals bij de horizontale metingen; dit komt door de golflengte-afhankelijkheid van de koppelaars. Het opmeten van de eigen samples verliep niet zo vlot. Het maximale uitgangsvermogen was enkele nw. Daar dergelijke vermogens niet boven het ruisniveau uitkomen, zijn metingen hierop van niet veel waarde. Onderstaande grafiek (figuur 5.9) toont de resultaten van een meting in functie van temperatuur: hierbij wordt het sample op een Peltier-element geplaatst. De temperatuur kunnen we aanpassen met behulp van een temperatuurcontroller. Het vermogen werd gemeten met een spectrumanalyzer, omdat deze dergelijke lage vermogens nog kan waarnemen. Voor de meting gebruikten we laserlicht met een vermogen van 10mW bij een golflengte van 1550nm.