Integrált optikai szenzorok Hámori András, Nagy Norbert Bevezetés Az elmúlt tizenöt év az integrált optika területén robbanásszerű fejlődést hozott. Szerteágazó alkalmazási lehetőségei az egyik legnépszerűbb kutatási területté tették, és a benne rejlő, még kiaknázatlan lehetőségek miatt ez a kutatási kedv várhatóan tovább fokozódik. Az eddigi kutatások és fejlesztések eredményeit már napjainkban is egyre szélesebb körben alkalmazzák a híradástechnika, a számítástechnika és a különböző célokra kifejlesztett szenzorok gyártása területén. Az integrált optikai eszközök nem csupán nevükben emlékeztetnek az elektronikát forradalmasító, félvezető alapú integrált áramkörökre, de e két eszközcsalád felépítése és működése is sok hasonlóságot mutat. Ezen optikai eszközökben, az eszköz jól meghatározott, pontosan lokalizált területein, illetőleg térfogataiban, lokálisan módosítják az átviteli tulajdonságokat. Így olyan elemet valósíthatnak meg, amely az eszközön áthaladó optikai jelen tervezett, igen összetett transzformációkat hajt végre — az azonos funkciót ellátó, diszkrét elemeket tartalmazó összeállításhoz képest sokkal nagyobb megbízhatósággal. A jelenleg működő, illetve fejlesztés alatt álló integrált optikai eszközök nagy része a síkbeli vékonyréteg-hullámvezetőn alapuló technológiát alkalmazza. A sík hullámvezetőbe valamilyen csatolóelemmel juttatják a fényt. Ezen elemek ígéretes, egyszerű és megbízható képviselője az optikai csatolórács. A fent vázoltak miatt az optikai adatátvitellel, hullámhossz-osztott multiplexálással (WDM) foglalkozó konferenciákon az előadások gyakori témája a rácscsatolt vékonyréteghullámvezetők kutatás-fejlesztése [1]. Ígéretes lehetőséget kínál a rácscsatolt planár vékonyréteghullámvezető fényvezérelt fénykapcsoló készítésére is, amely áttörést hozhat az optikai jelátvitel területén, illetve egy jövőbeni fényszámítógép alapelemét jelentheti. Az integrált optikai szenzoreffektust Lukosz és Tiefenthaler fedezte fel, miközben mesterrács benyomásával készült csatolórácsot vizsgáltak. Azt tapasztalták, hogy a hullámvezetőbe történő becsatolás szöge erősen függ a laboratórium relatív páratartalmától. Felfedezésüket 1983-ban tették közzé [2]. A jelenség magyarázatát és az ebből kifejlődött érzékelési módszerek elvi alapját röviden megfogalmazhatjuk. Az optikai hullámvezető felületén végbemenő — szelektívvé tehető — adszorpció egy határréteg optikai tulajdonságait módosítja. Ez a hullámvezető vékonyréteg effektív törésmutatójának megváltozását eredményezi. Az effektív törésmutató meghatározható a hullámvezetőbe csatolt lézerfény becsatolási és hullámvezetési paramétereinek mérésével. A
lézerfény becsatolása a hullámvezető felületén kialakított optikai rács segítségével történik. Az effektív törésmutató megváltozása a becsatolás optimális szögének (rezonanciaszög) változásához vezet. A rezonanciaszögeket mérve (módusspektrum) a kérdéses közeg törésmutatója és vastagsága számítható [3]. Lukosz és Tiefenthaler felfedezéséből mérési módszer, nevezetesen a hullámvezető módus-spektroszkópia (Optical Waveguide Lightmode Spectroscopy – OWLS) fejlődött ki. Ezen az elven alapuló kémiai, biokémiai szenzorok kiválóan alkalmasak oldatokban, gázokban történő kis koncentrációk pontos, megbízható mérésére, a változások valós idejű követésére. A módszer a bioszenzorok esetében a széles körben elterjedt felületi plazmon spektroszkópia (SPR) esélyes versenytársa lett. Mára nemcsak a biológiai alapkutatás nélkülözhetetlen eszközévé vált, de klinikai diagnosztikai eszközök lelkeként is bekerülhet a hétköznapokba [4]. A közismert rokonság: optikai szálak Az optikai elven történő digitális adatátvitelt a száloptika technológiájának kifejlődése tette lehetővé. A száloptika felépítését szemlélteti a 1. ábra. Elsőként 1971-ben a Corning Glass Works gyárnak sikerült ún. egymódusú optikai szálat előállítani, melynek vesztesége 20 dB / km volt. Egymódusú szálaknál a mag átmérője néhány mikrométer. A szál egyik végén beléptetett fény a 2. ábrán vázolt módon végighalad a szálon, és csak a szál másik végén képes kilépni.
1. ábra Az optikai szál felépítése
2. ábra Sugármenet optikai szálban A száloptikás adatátvitel előnyös tulajdonságai: nagy megbízhatóságú átvitel, igen nagy modulációs sávszélesség (több Ghz, mivel a száloptikán áthaladó jel “vivőfrekvenciája” az optikai frekvenciatartományba esik, ami 1014 Hz nagyságrendű). Nem érzékeny sem elektromos, sem mágneses zavarokra. Ezekkel az előnyökkel együtt több tonnányi hagyományos kábelt lehetne helyettesíteni néhány kilogramm üveggel. Kezdjük az elején: pár szó a teljes visszaverődésről A planár vékonyréteg-hullámvezető működése — hasonlóan a száloptikákhoz — a teljes visszaverődés jelenségén alapul. Elemi optikából ismert jelenség, hogy két, optikailag különböző — n1 ≠ n2 törésmutatójú — izotróp, szigetelő közeg sík határfelületére érkező síkhullám általános esetben részben visszaverődik, részben behatol a második közegbe. Speciális esetekben teljesen visszaverődhet, illetve teljesen be is hatolhat. A határfelület normálisa és a beeső, a visszavert, illetve a közegbe belépő hullámok normálisai által meghatározott szögeket rendre ϑ beesési, ϑ ' visszaverődési és ϑ '' törési szögnek nevezzük (3. ábra). A beeső, a visszavert és a behatoló hullám normálisai egy síkban, a beesési síkban vannak. A beesési és a visszaverődési szög megegyezik: ϑ = ϑ ' . A törési szöget a Snellius–Descartes törési törvény adja meg: n1 ⋅ sin ϑ = n2 ⋅ sin ϑ '' .
3. ábra Fény visszaverődése és törése A beeső, reflektált, illetve transzmittált hullámok amplitúdójának viszonyát a Fresnelformulák szolgáltatják. Bontsuk a beeső hullám térerősség-vektorait két komponensre! A ur transzverzális elektromos (s vagy TE) polarizáció esetén az elektromos térerősség-vektor ( E ), a uur transzverzális mágneses (p vagy TM) polarizáció esetén a mágneses térerősség-vektor ( H ) rezeg a beesési síkra merőlegesen. Ez a felbontás azért célszerű, mivel a Fresnel-formulák a két polarizációra különböznek. Az általuk megadott reflexiós tényezők, vagyis a visszavert és a beeső hullámok amplitúdójának aránya:
ρ TE =
n1 ⋅ cos ϑ − n2 cos ϑ '' n1 ⋅ cos ϑ + n2 cos ϑ ''
ρ TM =
n2 ⋅ cos ϑ − n1 cos ϑ '' . n2 ⋅ cos ϑ + n1 cos ϑ ''
Ha a fény optikailag sűrűbb közegből ritkább közegbe ( n1 > n2 ) lép, a közeghatárról — a törésmutató-ugrás értékétől függő, alapján számítható —
ϑ h = arcsin
n2 n1
határszögtől nagyobb beesési szög esetén teljes mértékben visszaverődik. Ezt a jelenséget nevezik teljes visszaverődésnek, totálreflexiónak. Emiatt látjuk egy akváriumba tekintve az oldalfalakat tükörnek, míg a szemközti fal átlátszó. Ha a fény nagyobb törésmutatójú anyagból optikailag ritkább közeg határára egy határszögnél nagyobb szög alatt érkezik, teljes mértékben visszaverődik. Az akvárium példáját tekintve, az oldalfalakról az említett határszög fölött érkezik szemünkbe a fény, innen teljes a reflexió, míg a szemközti falra közel merőlegesen látunk rá, így itt nem jön létre teljes visszaverődés. A és formulák segítségével kiszámíthatjuk a totálreflexió esetén bekövetkező fáziseltolódást is. A kapott összefüggések:
φ TE
n12 ⋅ sin 2 ϑ − n22 = 2 ⋅ arctan n1 ⋅ cos ϑ
n 2 n 2 ⋅ sin 2 ϑ − n 2 2 . φ TM = 2 ⋅ arctan 12 ⋅ 1 n2 n1 ⋅ cos ϑ Ezek az értékek eltérnek (Goos–Hänchen shift) a normális tükröződéskor bekövetkező fázisugrástól. Ehhez az a szemléletes kép társítható (4. ábra), hogy a fénynyaláb úgy verődik vissza, mintha ∆ z mélységig behatolna a szomszédos közegbe, és onnan történne a reflexió. E miatt a nyaláb D távolsággal eltolódva folytatja útját abban a közegben, ahonnan a felületre érkezett. Az, hogy a fény behatol a második közegbe, nem alaptalan feltételezés.
4. ábra Sugármenet sík hullámvezetőben A Maxwell-egyenletekből tudjuk, hogy az elektromos és a mágneses térerősség ur uur vektorának ( E , H ) felülettel párhuzamos komponense folytonosan megy át a két közeg határán. De ha a fény nem lép át a második közegbe, ott nem lesznek térerők. Ezzel ellentmondásra jutottunk. A Maxwell-egyenletekből induló hosszas számítás azt az eredményt adja, hogy a hullám a határfelületen, azzal párhuzamosan állandó amplitúdókkal halad, a felületre merőlegesen, a második közegben befelé pedig az amplitúdók exponenciálisan csökkennek (evaneszcens hullám), és a fázisok ugyanazok, mint a felszínen [5, 6, 7]. Bár a második közegben van elektromágneses tér, ennek ellenére kimutatható [8], hogy a Poynting-vektor normális komponensének időbeli átlaga elhanyagolható, ha a mérési idő nagy a rezgésidőhöz képest. Mivel az elektromágneses tér keltéséhez energiára van szükség, fel kell tételezni, hogy az energia periodikusan oda-vissza áramlik. A síkbeli hullámvezető működése Tekintsük újra a fenti (4. ábra) három rétegű szerkezetet! Ha a filmréteg n f törésmutatója nagyobb, mint a hordozó ns és a fedőréteg nc törésmutatója, a filmréteg mindkét oldalán lehetséges a totálreflexió. Ekkor a szerkezet hullámvezetésre képes. Hullámvezetés akkor jöhet
létre, ha a hullámvezető rétegbe juttatott fény a két közeghatár határszögei közül a nagyobb szögérték felett érkezik a felületekre. Ebben az esetben a vékonyrétegbe bejutó és a réteg síkjában terjedő elektromágneses sugárzás a határfelületeken teljes visszaverődéssel visszajut a rétegbe, és abból csak a hullámvezető — a totálreflexió feltételét nem teljesítő — éleinél, vagy megfelelő kicsatoló elem beiktatása esetén tud kilépni. Mivel a hullámvezető réteg vastagsága véges, csak akkor terjedhet a rétegben elektromágneses sugárzás, ha a film egyik és másik határrétegéből reflektálódó sugarak ν ⋅ 2π ( ν = 0,1, 2... , egész szám) fáziskülönbséggel találkoznak; módusok alakulnak ki. A szóban forgó ν egész számot nevezzük a módus rendjének. Ez alapján a keresztirányú rezonancia feltétele, más néven a hullámvezető módusegyenlete: 2 ⋅ d f ⋅ k ⋅ n f ⋅ cos ϑ − φ s − φ c = ν ⋅ 2π , ahol k a fény vákuumbeli hullámszáma, φ s és φ c a fény film–hordozó, illetve a film–fedőréteg közeghatáron elszenvedett fázisváltozása, amelyek és alapján számíthatók. Nagyobb
df
rétegvastagságok esetén a hullámvezetés eddig felírt feltételeiből
következően, sok, egymáshoz közeli, a feltételeket kielégítő szögértéknél tud létrejönni a hullámvezetés. Ha a rétegvastagság kicsi, akkor az indítható módusok száma csökken, míg — aszimmetrikus hullámvezetőben ( ns ≠ nc ) — egy adott rétegvastagság alatt már nem tudunk vezetett módust indítani. Vezessünk be két új fogalmat! A terjedési együttható a hullámvezetőben, annak síkjában történő haladás hullámszámát adja:
β = k ⋅ n f ⋅ sin ϑ . Az effektív törésmutató a fény vákuumban és a hullámvezetőben mért fázissebességének a hányadosa:
N=
β = n f ⋅ sin ϑ . k
Látható, hogy a rezonancia-feltétel — adott rétegszerkezet esetén — csak meghatározott cos ϑ értékek esetén teljesül. Így csak meghatározott terjedési együttható- és effektív törésmutató-
értékek létezhetnek. Vegyük észre, hogy különböző polarizációk esetén az effektív törésmutatók eltérnek ( NTE ≠ NTM ) [, 9, 10, 11]. Az integrált optikai alkalmazások szempontjából kiemelt szerepet játszanak azok az egymódusú hullámvezetők, amelyekben csak egyetlen TE és TM módus (ν = 0 ) indítására van lehetőség. Ezt a követelményt a hullámvezető réteg vastagságának, továbbá a közegek törésmutatóinak megfelelő megválasztásával elégíthetjük ki. Csatolórács Vezetett módusok indítására többféle módszer ismeretes. Indíthatunk módusokat a hullámvezető élének különleges kialakításával („tapered coupler”), prizmás csatoló, továbbá optikai rács alkalmazásával. Az optikai rács — a prizmához hasonlóan — spektrális felbontó eszközként is szerepet játszik. Transzmisszós optikai fázisrácsot készíthetünk a felületen reliefrács kialakításával, illetve a hullámvezető réteg határfelületén, a szubsztrát törésmutatójának periodikus modulálásával. Hullámvezetőnk fedőrétege mostantól legyen a külső közeg, vagyis levegő ( nc = nair ). Jelöljük az optikai rács rácsállandóját (periódusát) Λ -val, a nyaláb érkezzen a levegőből ( n1 = nair ) α beesési szöggel a rácsra! A transzmittált diffrakciós képben, vagyis a hullámvezetőben ( n2 = n f ) azon ϑ szögeknél jelentkeznek intenzitásmaximumok, amelyekre teljesül, hogy Λ ⋅ ( n1 ⋅ k ⋅ sin α − n2 ⋅ k ⋅ sin ϑ ) = m ⋅ 2π , ahol m ( m = 0, ± 1, ± 2... , egész szám) a diffrakciós rend száma. Ahhoz, hogy a becsatolás megtörténjen — valamelyik rend kiszóródás nélkül terjedni tudjon a filmben, vagyis hullámvezetés jöjjön létre —, teljesülnie kell a hullámvezetés előző fejezetben ismertetett feltételeinek. A diffraktált nyalábnak mindkét közeghatár határszögétől nagyobb szög alatt kell a két határfelületre érkeznie, és ki kell elégítenie a módusegyenletet. Ezt egyszerűen az
N = n1 ⋅ sin α + m ⋅
egyenlettel foglalhatjuk össze, ahol λ =
λ Λ
2π a fény vákuumbeli hullámhossza. k
Ha a fény a hordozón keresztül érkezik a rácsra, n1 és α értéke természetesen a szubsztrátra vonatkozik. Az összefüggést a levegő–hordozó fázishatárra felírva: n1 ⋅ sin α = nair ⋅ sin α
air
, ebből
következően a és egyenletek ebben az esetben is érvényben maradnak, csak ekkor α = α
air
a
levegőben mért beesési szög [, , , 12, 13]. Módusegyenletek A bevezetőben láttuk, hogy a rácscsatolt hullámvezető alkalmazásainak többsége a hullámvezető vékonyréteg effektív törésmutatójának megváltozásán és ennek meghatározásán alapul. Az effektív törésmutató értékéhez alapján jutunk.
5. ábra Mért módusspektrum és egy rezonanciacsúcs kinagyított képe (relatív intenzitás a szöghelyzet függvényében) Mérjük a hullámvezetőbe csatolt fény intenzitását az α beesési szög függvényében! A előző fejezet végén található megfontolások alapján α = α
air
a levegőben mért beesési szög. Így
kapjuk az éles maximumokkal rendelkező, rezonanciagörbére emlékeztető módusspektrumot. Ennek maximumhelyei a — 2.3 fejezetben elmondottak miatt — különböznek a TE és a TM polarizáció esetén. Egymódusú hullámvezető módusspektrumát mutatja a . A rezonanciaszögek a
nullhelyzetre (a merőleges beesésre) szimmetrikusan helyezkednek el, hiszen a becsatolási szög előjele csak a hullámvezetőben való terjedés irányát határozza meg. Ezért látunk két-két — egy TE és egy TM — csúcsot a negatív és a pozitív szögtartományban. A módusspektrum maximumhelyei jelentik a feltételt kielégítő α beesési szögeket, azaz a becsatolási szögértékeket. Tehát ezek ismeretében alapján az NTE és NTM effektív törésmutatók számíthatók. A módusegyenletbe helyettesítsük be az és által megadott fáziseltolódásokat! Ezzel megkapjuk a háromrétegű hullámvezető TE és TM polarizációra vonatkozó módusegyenleteit:
2
NTE − nc2
2
d f ⋅ k ⋅ n 2f − NTE − arctan
d f ⋅ k ⋅ n − NTM 2 f
2
n − NTE 2 f
2
2
− arctan
n 2 N 2 − n2 TM c − arctan f ⋅ 2 2 nc n f − NTM
n 2 N 2 − n2 TM s − arctan f ⋅ 2 ns n 2f − NTM
NTE − ns2 n − NTE 2 f
2
= ν ⋅π ,
−
= ν ⋅π
[, , , 14]. Az effektív törésmutatók ismeretében a és a egyenletben szereplő bármely két paraméter számítható. Így a hullámvezető réteg vastagságának és törésmutatójának egyidejű, pontos meghatározására nyílik lehetőség.
Rácscsatolt planár hullámvezetők – mint érzékelőelemek A biokémiai kutatások területén az egyik legalapvetőbb feladat meghatározott kémiai összetevők igen alacsony koncentrációinak mérése oldatokban és gázokban. Az utóbbi években előtérbe kerültek az integrált optikai érzékelőkön alapuló mérési módszerek. Az érzékelési módszer elvi alapja optikai hullámvezető felületén végbemenő szelektív adszorpció, mely a határréteg polarizációs állapotát megváltoztatja, és így a hullámvezető vékonyréteg mérhető effektív törésmutatójának megváltozását eredményezi. A módszer egyik lehetséges megvalósítása a keresett kémiai összetevők specifikus receptorainak (pl. antitesteknek) a felületen történő immobilizálása, melyek a keresett kémiai összetevőket megkötve fedőréteget hoznak létre a hullámvezető felületén, ami az effektív törésmutató megváltozásaként detektálható. Az effektív törésmutató meghatározása a hullámvezetőbe csatolt lézerfény becsatolási és hullámvezetési paramétereinek mérése segítségével történik. A lézerfény becsatolása a hullámvezető felületén kialakított optikai rács segítségével történik. Az effektív törésmutató megváltozása a becsatolási rezonanciaszög valamint a vezetett módusok amplitúdójának megváltozását eredményezi. Előzmények A rács-csatolóval ellátott optikai hullámvezető szenzor segítségével végzett koncentrációmérés az ASI AG által kifejlesztett IOS-1 típusú Integrált Optikai Szkenner elnevezésű számítógép-vezérelt mérőrendszerben történik. Az IOS-1 típusú készülék optomechanikai egységének képe a 6. ábrán látható.
6. ábra IOS–1 típusú készülék optomechanikai egysége A számokkal jelölt alkatrészek a következők:
1.: He-Ne lézer 2.: polarizáció-állító 3.: terelő tükör 4.: léptető motor 5.: szöghelyzet pozicionáló asztal 6.: detektorok 7.: mérendő folyadék- ill. gázkezelő 8.: rács-csatolóval ellátott optikai hullámvezető szenzor (küvettaként kialakított tartó belsejében) A mérésekhez az ASI AG. által gyártott ASI 2400 típusú rács-csatolóval ellátott optikai hullámvezető szenzort használják. A szenzor gyári adatlapjának részlete a 7. ábrán látható.
7. ábra Az ASI AG. által gyártott ASI 2400 típusú rács-csatolóval ellátott optikai hullámvezető szenzor A szenzor optikai adatai és geometriai méretei a következők: Szubsztrát (S):
hosszúság (L): 48 mm szélesség (W): 16 mm vastagság (H): 0,6 mm anyaga: CORNING 7059 ill. SCHOTT AF 45 típusú üveg
Hullámvezető vékonyréteg (F): anyaga SiO2 - TiO2 törésmutató > 1,7 vastagság 150 - 200 nm Diffrakciós rács (G): típusa felületi relief rácsállandó 2400 vonal / mm
a vonalak iránya a szubsztrát szélességével párhuzamos méretei: hosszúság 2 mm szélesség 16 mm A rács-csatolóval ellátott optikai hullámvezető szenzorból és küvettából kialakított érzékelő térfogat optikai vázlata valamint a He - Ne lézernyaláb sugármenetének vázlata a 8. ábrán látható.
8. ábra A He-Ne lézernyaláb sugármenete az érzékelő térfogatban A koncentrációmérés elvégzésekor a szenzorból és küvettából kialakított érzékelő térfogat és a He - Ne lézernyaláb relatív szöghelyzetét az érzékelő térfogat léptetőmotor segítségével történő forgatásával folyamatosan változtatják. A forgatás során detektálható intenzitás értékeket a szöghelyzet függvényében a vezérlő számítógépben eltárolják. Rendszerint elsőként a keresett anyagot nem tartalmazó oldószer szöghelyzet - intenzitás görbéjét veszik fel, ezután a küvetta tartalmát kicserélve a keresett kémiai összetevőt tartalmazó oldatra ismét felveszik a szöghelyzet - intenzitás görbét. A két görbe közötti különbségből a keresett kémiai összetevő koncentrációja meghatározható. A mérést adott időközönként megismételve a koncentráció változások időbeli viselkedése is nyomon követhető. Egy tipikus, idő függvényében elvégzett mérés eredményét szemlélteti a 9. ábra.
9. ábra Az IOS–1 készülékkel detektált szenzogram A 9. ábrán látható görbe az idő függvényében mutatja a vezetett transzverzális mágneses módushoz tartozó törésmutató értékét. Az ábra fejlécén található időintervallumokban a következő kémiai összetevőket áramoltatták át az érzékelő térfogaton: “B”: puffer oldat “cAB”: megkötő antitest “mAB”: monoklon antitest “AG”: antigén “HCl”: regeneráló HCl oldat (pH = 2) A “B”, “cAB”, “mAB”, “AG”, oldatok áramlási sebessége 30 ml / perc; míg a regeneráló “HCl” oldaté ennél jóval nagyobb volt. A mérés megkezdése előtt a szenzor elem felületén “A” típusú proteint immobilizáltak. Mint az ábrán követhető, a mérés kezdetén az első “B” időszakasz alatt a mért törésmutató érték nem változott. A “cAB” időintervallumban az átáramló oldatból a szenzorelem felületén kialakul a szelektív abszorpciót biztosító megkötő antitestekből álló réteg, mely az effektív törésmutató növekedését eredményezi. A réteg stabilitását jellemzi, hogy a következő “B” időintervallum alatt a puffer oldat átáramoltatásakor a törésmutató nem változik. Ezt követően kétféle keresett kémiai összetevő detektálása figyelhető meg az ábrán: először az “mAB” időintervallumban egy antitest szelektív abszorpciója történik. Látható, hogy a görbe a vizsgált oldat átáramoltatása közben telítésbe kerül, mutatva, hogy a keresett komponens koncentrációja ekkora törésmutató változást tud előidézni. Az ezt követő “B” időintervallum alatt a puffer oldat átáramoltatásakor a törésmutató ismét változatlan marad. A másik “AG” jelű intervallumban
átáramoltatott oldattal a mérés az előző ciklussal hasonló jelleget mutat. A mérés befejezésekor a “HCl” jelű szakaszban a hullámvezető felületére levált rétegeket eltávolítják. A mérés mutatja, hogy az effektív törésmutató értéke ismét a kiinduláskor mért értékre állt be. A rács-csatolóval ellátott optikai hullámvezető szenzor tulajdonságaival, a kísérletek végzéséhez szükséges mennyiségben történő gyártásával, és továbbfejlesztésével kapcsolatban felmerült problémák az alábbiakban összegezhetők: − a BALZERS AG által kezdett szenzorfejlesztés a tervezettnél jóval több időt igényel, ami a felhasználók között már aggodalmat kelt a folyamatos szenzorellátás esetleges elakadása miatt. − nem történt komoly előrelépés az olcsó, nagy tömegben gyártható szenzorelemek gyártástechnológiájának kifejlesztése irányában. − a még rendelkezésre álló ASI 2400 valamint ASI 1400 típusjelű szenzorok vizes oldatokban komoly driftet mutatnak, ami alkalmazhatóságukat nagyban korlátozza. Az ASI AG. által gyártott rács-csatolóval ellátott optikai hullámvezető szenzor gyártástechnológiája SOL-GEL technikán alapuló hullámvezető vékonyréteg előállítást valamint dombornyomás segítségével történő csatolórács kialakítást foglal magában. A SOL-GEL technikán alapuló hullámvezető vékonyréteg előállítás és a dombornyomás segítségével történő csatolórács kialakítás lépései a következők: 1) a megfelelően megtisztított szubsztrátot SiO2-TiO2 kolloid oldatába merítik (Pl. MERCK LIQUICOAT ZLI 1686), majd abból állandó sebességgel kihúzzák 2) a szubsztráton kialakuló folyadékfilmet nagytisztaságú térben képlékeny GEL állapotig szárítják 3) ebben a fázisban történik a dombornyomás segítségével történő csatolórács kialakítás, melynek során a képlékeny filmbe kellő ideig és megfelelő nyomással bepréselik a kívánt területre a présszerszámként használt, fémből készült optikai rács mintázatát 4) ezt követi a nagytisztaságú térben történő programozott termikus ciklusokat tartalmazó végszárítás. A szenzor tulajdonságaival kapcsolatos probléma nevezetesen a vizes oldatokban tapasztalt driftelés a gyártástechnológia következménye. A végszárítást követően megszilárdult GEL-film mikroporózus szerkezetet mutat, mely a mérések folyamán igen lassan telítődik az alkalmazott oldószerrel, így effektív törésmutatója igen lassan és folyamatosan változik. Rácscsatolt hullámvezető új gyártástechnológiája A rács-csatolóval ellátott optikai hullámvezető szenzor kifejlesztése és gyártástechnológiájának kidolgozása során olyan technológiai lépéseket kívánunk felhasználni,
melyek nem mutatják azokat a problematikus tulajdonságokat, amelyekkel a SOL-GEL technológiával előállított szenzorok rendelkeznek. Természetes követelmény azonban, hogy az általunk kifejlesztett szenzornak az IOS-1 típusú Integrált Optikai Szkennerekkel kompatibilisnek kell lennie, így a szenzorelem geometriai és optikai paramétereit a kompatibilitás követelményeit szem előtt tartva kell kialakítanunk. Célunk volt továbbá a nagy tömegben és olcsón gyártható szenzortípus gyártástechnológiájának kidolgozása is. A kutatási és fejlesztési feladatokat a mikroelektronikai litográfia, holográfia, optikai vékonyréteg előállítás valamint mikroelektronikai vékonyréteg strukturálás területén meglévő eszközök és tapasztalatok felhasználásával és továbbfejlesztésével oldottuk meg. A fotoreziszt felvitele és a hordozó kialakítása Szubsztrátként 580479 kódszámú CORNING 7059 típusú, 1,5315 törésmutatójú üveget használunk. A hordozó mérete: 76 × 76 × 0,5 mm (inchről átszámítva), mely illeszkedik a lakkterítő centrifuga befogójának méretéhez. A gyárilag csomagolt üvegek felületén zöld színű lakkbevonat található, mely megvédi a felületeket a szennyeződéstől, illetve a sérüléstől. Ez a lakkbevonat etanolban vagy vízben jól oldódik, így könnyen eltávolítható. A szubsztrát tisztítása során először leoldják a védőbevonatot vízben, majd desztillált vízben. Ezután az üvegfelület mosása következik, amely a hordozót centrifugában forgatva, fúvókából porlasztott nagytisztaságú (vezetőképessége > 15 MΩ) vízzel történik. Végül a szárítást szintén centrifuga segítségével végzik. A rezisztfelvitel első lépésében a felület előkezelését lakktapadást fokozó anyag, HMDS (hexametil-disilazan) gőzével történő kezeléssel végzik. Ehhez a tisztított üvegeket 5 percig vákuumszekrényben, 0,84 bar nyomáson, HMDS telített gőzében tartják. A lakk terítése centrifugálás segítségével történik. SHIPLEY S 1805 típusú fotolakkot alkalmazunk, mely nagy felbontóképességgel és jó fényérzékenységgel rendelkezik. A terítéskor a fotolakk ráadagolása után a centrifuga gyorsítása másodpercenként 800 fordulat/perc értékkel történik, a lakkterítést 30 másodpercig 2000 fordulat/perc fordulatszámon végzik. A lakkréteget 30 percig 90 °C-on, nagytisztaságú levegő befúvásával működő légcirkulációs kemencében szárítják. Az így nyert rezisztréteg vastagságát hullámvezetési paraméterek mérésével határoztuk meg. Az előállított rétegek vastagsága egy 65 mm átmérőjű kör belsejében 520 nm ± 20 nm volt. A hordozó sarkaiban a vastagság értékét 460 nm ± 20 nm-nek mértük. A továbbiakban a hordozó eredeti méretétől kisebb mintákra lesz szükségünk. Ha a több részre vágott szubsztrát egyes, kisebb felületű darabjaira vinnénk fel a réteget, a rezisztvastagság sokkal kevésbé lenne egyenletes. Ezért követi a rezisztfelvitelt a réteggel ellátott hordozó darabolása. A darabolás átalakított chiptördelő berendezésben történik, melynél a pneumatikus munkahenger gyémánthegyű karceszközt mozgat, és a nyersanyag léptető motorokkal
programozottan pozícionálható. A karceszköz tűnyomása megfelelően állítható. A rezisztelt hordozót négy darabra vágják. A darabok végleges hossza 48 mm +0 mm, -0,05 mm; szélessége 16 mm ± 0,1mm. A hordozó vastagsága 0,5 mm ± 0,05 mm. Rezisztrács kialakítása holográfiával, a rejtett kép A csatolórács kialakítása hagyományos litográfiai módszerekkel nem lehetséges. A megkövetelt rácsállandó kb. 0,19 μm széles vonalak és közök kialakítását igényli, lehetőleg szinuszos profillal. Holográfia alkalmazásával azonban ez a rácssűrűség viszonylag egyszerűen elérhető. Ha két azonos intenzitású, monokromatikus, koherens síkhullám interferál egymással, akkor az interferenciamező intenzitás-eloszlása közel szinuszosan (cos2-esen) változó függvénnyel jellemezhető []. A nyalábra elmondott feltételeket a lézerből kilépő fény kielégíti, azaz a sugár osztásával nyert nyalábokat kell interferáltatnunk. Az intenzitás-eloszlás periódushosszát, vagyis a csatolórács rácsállandóját a
Λ =
λ 2 ⋅ sin δ
összefüggés szolgáltatja, ahol 2 ⋅ δ az interferáló sugarak által bezárt szög [15]. Ez alapján — adott frekvenciájú lézernyalábok esetén — a kívánt rácsállandóhoz beállíthatjuk a megfelelő szögértéket. Esetünkben a 2666 vonalpár/mm ( Λ = 375,1 nm) értékű rácsállandóhoz, a He–Cd lézer λ = 441,6 nm hullámhosszú nyalábjainak 2 ⋅ δ = 72,1º-os szög alatt kell találkozniuk (10. ábra). Ily módon hozunk létre rezisztrácsot a teljes interferencia-mezőben, vagy modellkísérletekben — apertúrán keresztül történő megvilágítással — 1 mm széles sávban a minta teljes szélességében. Az expozíció eredményének a folyamat közben történő vizsgálatára lehetőséget nyújt egy érdekes megfigyelés. A fotoreziszt exponálódásakor végbemenő fotokémiai reakciók egy része már az exponálás során optikai változást idéz elő a reziszt anyagában. Az így kialakuló rejtett kép az exponált réteg előhívása nélkül is mérhető, vizsgálható — bár a diffrakció hatásfoka nagyságrendekkel kisebb, mint az előhívott rácsé, amint az, az exponálódási és hívási görbék fotoáram-értékeinek összehasonlításából a későbbiekben látható lesz. A rács exponálása során az exponálódó területre He–Ne lézer ( λ = 632,8 nm) fényét ejtjük, és mérjük a kialakuló rejtett képen diffraktálódó fény első rendjének intenzitását (). Ez nyugodtan megtehető, hiszen a He–Ne lézer hullámhosszán a fotoreziszt már teljesen érzéketlen, azaz a mérőfény fotokémiai változást biztosan nem okoz. A mérés lehetőséget ad arra, hogy a rezisztábra minőségét már a hívási folyamat elvégzése előtt meghatározhassuk, valamint a felvétel — a legmegfelelőbb rácsot
eredményező — expozíciós idejét beállíthassuk. Ez általában 120 s. Egy tipikus exponálási görbét mutat a 11. ábra [, 16]. A rács exponálásakor a felvételi körülményeknek ki kell elégíteniük a holográfiában megkövetelt feltételeket. Biztosítanunk kell a rezgésmentes elrendezést, a kívánt rácsállandót eredményező felvételi geometriát és a megfelelő hullámhosszú, intenzitású és koherenciájú lézer fényforrást. A He–Cd lézer Liconix gyártmányú, MOD. 4240N típusú. A felvételi összeállítás NEWPORT gyártmányú, MOD. ARS 412-18 típusú rezgésmentes asztalon épült fel. Az exponálást a minta előtt elhelyezett, számítógép-vezérelt fényzáró ernyő segítségével végezzük. A lézer fényének terelésére precíziós tükörtartókra szerelt NEWPORT gyártmányú, 20D20BD.01 típusú szélessávú dielektrikum felületi tükröket alkalmazunk. A nyaláb kettéosztását ELOMAG gyártmányú, VBA200 típusú, változtatható arányú nyalábosztó biztosítja. Mindkét interferáló nyalábot TROPEL gyártmányú, MOD. 280-50 típusú nyalábtágító teleszkóppal tágítjuk 50 mm átmérőjű, λ/20 pontossággal síkhullám fázisfrontú nyalábbá. A fotoreziszttel bevont üveglapokat az interferáló nyalábokra szimmetrikusan, megfelelő reflexiómentesítést biztosító tartóban helyezzük el. A polarizált, belső tükrös 3 mW teljesítményű He–Ne lézerből származó monitorozó nyaláb első diffrakciós rendjének intenzitását fotodetektorral mérjük. A detektor jelének erősítését Kiethley gyártmányú, 427 típusú áram–feszültség konverterrel végezzük, az adatokat Multi-Lab gyártmányú PCL-712 típusú adatgyűjtőkártya segítségével számítógép tárolja.
10. ábra. A holografikus exponálás és a felvétel közben történő monitorozás vázlata
11. ábra Holografikus rács exponálódási görbéje (a detektor fotoárama [A] az exponálási idő [s] függvényében) A lakkábra előhívása Az exponálást követő technológiai lépés az exponált rezisztréteg hívása. Ez sem azonos a mikroelektronikában megszokottal. Az áramkörök kialakításakor általában minél nagyobb geometriai pontosságú ablakok nyitása szükséges. Ezért követelmény a lehető legnagyobb rezisztfal-meredekség. Ezzel szemben a diffrakciós rács kialakításakor az exponáló intenzitáseloszlást lineárisan követő domborzati minta létrehozása a cél. Tehát a hívás kritikus paramétereinek kézbentartására a mikroelektronikában alkalmazott eszközök és berendezések nem felelnek meg. A holografikusan exponált lakkábra megbízható előhívására a folyamat valósidejű monitorozását biztosító eljárást és berendezést fejlesztettek ki az Intézetben. A hívás alatt álló területre — a felvétel monitorozásához hasonlóan — He–Ne lézer fényét vezetjük (12. ábra). A beeső lézerfény a hívási folyamat megkezdése előtt a rejtett képen, a hívási folyamat megindulása után pedig az egyre mélyülő domborzati rácson diffraktál. A detektált görbe lehetőséget ad arra, hogy a hívási folyamat alatt nyomon követhessük a rezisztábra minőségét, valamint, hogy a kialakuló domborzati ábra mérése alapján a — számunkra legmegfelelőbb rácsot eredményező — hívásidőt beállíthassuk. A hívás, a hívótankba desztillált víz csöppentésével, a kívánt pillanatban megállítható. Egy jellegzetes hívási görbét mutat a 13. ábra [, ]. Az exponált rezisztréteg előhívását SHIPLEY MF 319 hívóval, szobahőmérsékleten végezzük. A polarizált, belső tükrös 3 mW teljesítményű He–Ne lézerből származó monitorozó nyaláb első diffrakciós rendjének intenzitását fotodetektorral mérjük. A detektor jelét Kiethley gyártmányú, 427 típusú áram–feszültség konverter erősíti, az adatokat Multi-Lab gyártmányú
PCL-712 típusú adatgyűjtőkártya segítségével számítógép tárolja. A hívófolyadék és a hívást megállító desztillált víz adagolását számítógép-vezérelt pipetták segítségével végezzük.
12. ábra A rezisztrács monitorozott hívásának vázlata
13. ábra Holografikus rács hívási görbéje (a detektor fotoárama [A] a hívási idő [s] függvényében)
A rezisztrács minősítése Az elkészült domborzati rács minősítése független mérési eljárást is igényel. E célból alkalmazták — többek között — a pásztázó alagút mikroszkópot (STM). A mintát először 20 nmes aranyréteggel fedték be, majd felvették — az Intézetben kifejlesztett STM mikroszkópfej alatt — a rács nagy felbontású képét. Egy felvétel eredménye a következő ábrán látható (14. ábra).
14. ábra STM felvétel egy előhívott, arannyal bevont fotoreziszt rácsról A rezisztábra felszínének minősítésére elektronmikroszkópos felvételek is készültek. A 15. ábra egy 2666 vonalpár/mm rácsállandójú, arannyal bevont optikai rács felületének elektronmikroszkópos képét mutatja [].
15. ábra Előhívott, arannyal bevont fotoreziszt rács elektronmikroszkópos képe Az AFM-mel készített képek nemcsak a rácsprofil alakját minősítik, hanem a felvételek számítógépes analízisével számszerűen is meghatározhattam a rácsot jellemző átlagos periódust és amplitúdót. Különböző léptékű felvételeket és az analízis egyik eredményét a következő ábrákon láthatjuk (16. ábra, 17. ábra). Jól megfigyelhető a rács közel szinuszos jellege. Az elemzésből látható, hogy a rács átlagos periódushossza 386 nm, ami az előírttól kicsivel nagyobb, amplitúdója 32 nm.
16. ábra Rezisztrács AFM felvételei
17. ábra Rezisztrács AFM felvételének analízise
A különböző módszerekkel készült felvételek alapján a rács geometriai paraméterei és a rácsprofil alakja pontosan meghatározható. Ez lehetőséget teremt az exponálási és hívási paraméterek megváltoztatása után a változások hatásának kiértékelésére, ezzel az optimális technológia adatok kiválasztására []. A törésmutatórács létrehozása Ismert jelenség, hogy az ionimplantáció során az üvegbe bevitt atomok mechanikai feszültséget hoznak létre az anyagban ott, ahol lefékeződnek és megállnak. Ennek a mechanikai feszültségnek a hatására helyileg megváltozik az üveg törésmutatója [17, 18]. Ha az ionimplantáció egy megfelelően kialakított maszkon keresztül történik, akkor létre lehet hozni laterálisan strukturált törésmutató változást. A korábban leírt módon kialakított rezisztstruktúrán keresztül történő ionimplantációkor az előhívott ráccsal azonos periódusú fázisrács alakul ki a reziszt alatti üveg hordozó felületi rétegében. Az ionimplantáció technológiai paramétereit úgy kell megválasztani, hogy a kívánt hatást érjük el. Az implantálás energiája 100 keV. Ennél az energiánál a teljes vastagságban megmaradt rezisztrétegben már megállnak az ionok, az elvékonyodott részeken szinte fékezés nélkül keresztüljutnak és elérik az üveg felületét. Elegendően nagy törésmutató-változás eléréséhez nitrogén ionokat kell alkalmazni 1016 atom/cm2 dózisban. A rács kívánt 1 mm-es szélessége az ionok útjába helyezett apertúrával egyszerűen biztosítható [].
18. ábra Az ionimplantáció hatásának sematikus ábrája
Az optikai minőségű hullámvezető réteg kialakítása A követelményeknek megfelelő hullámvezető réteget elektronsugaras vákuumpárologtatással állítanak elő. A felgőzölt tantál-pentoxid (Ta2O5) rétegek törésmutatója 2,1 körüli érték. Optimális rétegvastagság (kb. 200 nm) esetén és megfelelő hőkezelés után igen kis veszteségű, jó optikai minőségű hullámvezető réteget kapunk. A strukturált hordozóra gőzölt rétegek és a kialakított csatolórácsok — az elvégzett mérések alapján — felhasználhatók analitikai célokra. A mintákon — levegő közegben — elvégzett mérések a transzverzális elektromos és transzverzális mágneses módusok jó hatásfokú becsatolásáról tanúskodnak [,19]. A reziszt hullámvezető jelentősége Fotoreziszt alkalmazása hullámvezetőként nagy jelentőségű a gyártástechnológiában és a kutatás-fejlesztés területén. Láttuk, hogy a rácscsatolt hullámvezető kialakításához a mintát az első lépésben bevonják fotoreziszttel, és ebbe exponálják az ionimplantációnál maszkként használt rezisztrácsot. A rezisztbe exponált rejtett kép, illetve az előhívás után kapott periodikus domborzat is diffrakciós rácsként működik. A reziszt törésmutatója 1,631. Ez nagyobb, mint a szubsztrát 1,5315, illetve a levegő 1 értékű törésmutatója. A és módusegyenletekből láthatjuk, hogy a rétegvastagság megfelelő megválasztásával elérhető, hogy egy elektromos és egy mágneses módus terjedhessen a rétegben. Ez a vastagság az esetünkben szereplő törésmutatókkal számolva 0,5 µm körül van. Tehát a megfelelően választott vastagságú lakkréteg a beleexponált — előhívott vagy rejtett képként működő — ráccsal tökéletes rácscsatolt egymódusú hullámvezetőként működik. Ez azért bír nagy jelentőséggel, mivel a rezisztréteg felhordása után elvégezhető a réteg kvázi-roncsolásmentes ellenőrzése, minősítése, a hibás minták kiszűrése. Ez utóbbiakról a reziszt eltávolítható, a hordozó újra felhasználható. Ha ez az ellenőrzési lehetőség nem állna rendelkezésünkre, a mintákról csak a teljes folyamat végén szerezhetnénk információt. Így a hibás rétegek esetén nem kerülhetnénk el a hosszadalmas, munkaigényes, illetve drága lépéseket, nevezetesen az ionimplantációt, majd a hullámvezető vékonyréteg felgőzölését. A kutatás-fejlesztésben is ez utóbbi lépések elkerülésének lehetősége miatt fontos a reziszt hullámvezető szerepe. Az új ötletek könnyen, gyorsan kipróbálhatók, a kísérletek egyszerűen elvégezhetők, a hordozó újra felhasználható. Tehát a fotoreziszt ideális modellanyagként alkalmazható. Meg kell még említenünk, hogy a reziszt optikailag nem jó minőségű anyag, a hullámvezetés vesztesége viszonylag nagy. Ez viszont nem korlátozza hullámvezetőként történő használhatóságát, csak a hullámvezetési paraméterek mérését, illetve az egyes kísérleteket kell körültekintőbben végezni.
A módusspektrum felvétele Az eredmények kiértékeléséhez mérnem kellett a minták módusspektrumát. Az Intézetben kifejlesztett, a módusspektrum felvételére alkalmas berendezés vázlata a következő ábrán látható (19. ábra). A forgatóasztalra helyezett minta síkjába, a csatolórács 1 mm-es sávjának középvonalába esik az asztal tengelye. Erre érkezik egy polarizált, belső tükrös, 3 mW teljesítményű He–Ne lézer 632,8 nm hullámhosszú sugara. A beesési szög változtatása az asztal elforgatásával lehetséges. Korábban számítógép által vezérelt léptetőmotor megfelelő áttételeken keresztül, fogasszíj hajtással forgatta az asztalt. A berendezés szögfelbontása kb. 0,005° volt. Ma már Physical Instrumente gyártmányú precíziós forgóasztalt használunk, amely 0,001°-os szögfelbontásra képes. A minta éleinél elhelyezett fotodetektorok mérik a mintából kilépő fény intenzitását. A detektor jelének erősítését Kiethley gyártmányú, 427 típusú áram–feszültség konverter végzi. Az intenzitásértékeket a hozzájuk tartozó szögértékekkel (5. ábra) Multi-Lab gyártmányú PCL-712 típusú adatgyűjtőkártya segítségével számítógép tárolja. A módusspektrum maximum-helyeinek pontosabb meghatározásához minden rezonanciacsúcsra Gauss-görbét illesztünk. Egy illesztés grafikus eredményét szemlélteti a 20. ábra. A Gauss-görbe középértékét tekintjük a keresett szögértéknek. A TE és a TM polarizációra egyaránt megoldjuk a és módusegyenletet. Innen két ismeretlen paraméter, például az érzékelni kívánt abszorbeálódó réteg vastagsága és törésmutatója számítható. A berendezést folyadékadagolóval és átfolyó küvettával is elláttuk (21. ábra), így az összeállítás alkalmas gáz, valamint folyadék halmazállapotú közegben történő in situ mérések elvégzésére is.
Guided Inte nsity [Norm al ised}
19. ábra A módusspektrum mérésére alkalmas elrendezés vázlata és fényképe 1
0.5
0 2.2
2.3
Measured Fitted
2.4
2.5
2.6
2.7
2.8
Angle of Incidence [deg]
20. ábra Egy rezonanciacsúcsra történő Gauss-illesztés szemléltetése
21. ábra A precíziós forgóasztalon elhelyezett összeállítás, mely tartalmazza a hullámvezető szenzor befogását, az áramlási cellát, kivezetéseit, és a hullámvezetőből a minta éleinél kilépő fény érzékelését szolgáló detektorokat, illetve azok csatlakozóit
Többcsatornás OWLS – tovább növelt érzékenység A korszerű felületkémiai és biokémiai analitikai módszerek tekintélyes része napjainkban integrált optikai érzékelőelemeket alkalmaz. Egyes integrált optikai szerkezetek nagyon érzékenyek optikai felépítésük megváltozására. Ilyen változás lehet például egy felületi kémiai vagy biokémiai folyamat végbemenetele. Az OWLS eljárást az EP 0 226 604 lajstromszámú európai, illetőleg a WO 86/07149 lajstromszámú szabadalom részletesen ismerteti. Az ismertetett eljárást gáz, folyadék és pórusos minták törésmutató-változásának mérésére, illetve anyagok szelektív detektálására használja. Monokromatikus lézer fényforrás fényét csatolóráccsal juttatják a hullámvezető rétegbe. A törésmutató-változás mérése a fent leírt elv alapján történik. Szelektív detektáláshoz a hullámvezető felületét a csatolórács helyén kémiailag szelektíven kötő réteggel vonják be. Az ehhez a réteghez szelektíven kötődő molekulák a fedőrétegben törésmutató-változást okozva megváltoztatják a módus indítás becsatolási szögének értékét. A beesési szöget változtatva mérik ennek függvényében a becsatolt fény intenzitását – felveszik az érzékelőelem módusspektrumát. A módusspektrum a módus indítás becsatolási szögének értékénél éles rezonancia jellegű maximumot mutat. A módus indítás becsatolási szögének megváltozása összefügg a megkötődött molekulák mennyiségével. Az eljárás kiválóan megfelel biokémiai folyamatok valós időben történő nyomon követésére nagy érzékenysége és a méréshez szükséges minta csekély mennyisége miatt. A módszer hátránya, hogy egy mérőelemen egyidejűleg csak egy mérés végezhető el. A felületkémiai vagy biokémiai folyamatok általában lassúak, hosszú idő alatt jutnak egyensúlyi vagy befejezett fázisba. A mérések megismétlése vagy más reagens kipróbálása gyakran csak több órás időeltéréssel lehetséges. Ugyanakkor ezek a folyamatok rendszerint igen kényesek a környezeti paraméterekre. Komoly nehézséget jelent az összes környezeti paraméter (hőmérséklet, páratartalom, légnyomás, stb.) azonosságának biztosítása a különböző időben elvégzett mérések összehasonlíthatósága érdekében. Az US 5 738825 lajstromszámú amerikai szabadalom e hátrány kiküszöbölésére a többcsatornás mérés megvalósítását oly módon kívánja megoldani, hogy a be- és kicsatoló rácsokat alakít ki egymás mellé és alá, mátrixban elrendezve. Minden érzékelő felületelem különböző, egymástól elválasztott mérendő mintával fedhető le. A kiolvasást az érzékelő felületelemek egymást követő megvilágítással, a szenzormátrix mozgatásával végzik el. A megoldás hátránya, hogy nem adaptálható a meglévő OWLS mérőrendszerekben. Jelen találmánnyal célunk, olyan eljárás kidolgozása volt, amely egyidejűleg többcsatornás érzékelő-mérések elvégzését teszi lehetővé integrált-optikai hullámvezető szerkezeteken a használatos érzékelőelemek és mérőrendszerek lényeges módosítása nélkül.
Kitűzött célunkat olyan eljárás kidolgozásával valósítottuk meg, melyben az érzékelő mérések végzése során időosztott multiplexálást alkalmazva, a mérőelem két vagy több felületeleme kerül megvilágításra, a detektált értékeket pedig a multiplexálásnak megfelelően két vagy több csatornán tároljuk. Többcsatornás optikai hullámvezető fénymódus spektroszkópiai (OWLS) mérések elvégzésére nyílik lehetőség példaként oly módon, hogy a módusspektrum felvételekor időosztott multiplexálást alkalmazva a mérőelem két vagy több felületeleme kerül megvilágításra, a detektált értékeket pedig a multiplexálásnak megfelelően két vagy több csatornán tároljuk. A találmány szerinti eljárás segítségével egy módusspektrum felvételéhez szükséges mérési folyamat során a mérőelem két vagy több, különbözően kialakított felületeleméről egy időben vehetünk fel módusspektrumokat, melyeket a kiértékeléskor az adott felületelem tulajdonságának megfelelően, referencia- illetve mérőcsatornaként használhatunk fel. A találmány szerinti eljárás referenciaág alkalmazásakor lehetővé teszi a módszer érzékenységét és megbízhatóságát nagymértékben növelő differenciális kiértékelés alkalmazását, emellett meggyorsítja egyazon minta többszöri mérését, illetve több minta mérésének egyidejű elvégzését. A találmány szerinti eljárás előnye, hogy a meglévő OWLS mérőrendszerekre azok lényeges módosítása nélkül adaptálható, a mérések során az ismert érzékelőelemek felhasználhatóak. Ezek alapján – a nagyérzékenységű optikai detektálás megvalósítása érdekében – megépítettünk egy többcsatornás érzékelő mérések elvégzését szolgáló berendezést [20]. Az elrendezés vázlata a 22. ábrán látható. Optikai hullámvezető fénymódus spektroszkópiai (OWLS) mérésekkor a módusspektrum felvételekor időosztott multiplexálást alkalmazva a csatolórács két vagy több felületeleme kerül megvilágításra, a detektált értékeket pedig, a multiplexálásnak megfelelően, két vagy több csatornán tároljuk. Így egy módusspektrum felvételéhez szükséges mérési folyamat során a mérőelem két vagy több, különbözően kialakított felületeleméről egy időben vehetünk fel módusspektrumokat, melyeket a kiértékeléskor az adott felületelem tulajdonságának megfelelően, pl. referencia- ill. mérőcsatornaként használhatunk fel. Ez az új eljárás lehetővé teszi pl. a módszer érzékenységét nagymértékben növelő differenciális kiértékelés alkalmazását.
22. ábra Többcsatornás módusspektrum-mérés sematikus ábrája
1
[] HÁMORI A.: Rács-csatolt hullámvezető – mint integrált optikai elem – kutatás-fejlesztése a Magyar Tudományos Akadémia Műszaki Fizikai és Anyagtudományi Kutatóintézetében. Proceedings of the 1st Hungarian WDM Workshop, 1999
2
[] LUKOSZ W., TIEFENTHALER K.: Directional switching in planar waveguides effected by adsorption-desorption processes. 2nd Eur. Conf. Int. Opt., Florence, 1983, IEE, Conf. Publ. No. 277, London, 152–155, 1983
3
[] TIEFENTHALER K., LUKOSZ W.: Sensitivity of grating couplers as integrated-optical chemical sensor. J. Opt. Soc. Am. B, 6(2), 209–220, 1989
4
[] 2001
HORVÁTH R.: Optikai hullámvezető szenzorok biológiai alkalmazásai. ELTE, Doktori értekezés,
5
[]
HORVÁTH J.: Optika Elektromágneses fényelmélet. Tankönyvkiadó, Budapest, 1966
6
[]
VERMES M.: A poláros fény. Műszaki Könyvkiadó, Budapest, 1967
7
[]
KLEIN M. V., FURTAK T. E.: Optik. Springler-Verlag, Berlin, 1984
8
[]
BORN M., WOLF E.: Principles of optics. Pergamon, London, 1959
9
[]
TIEN P. K.: Light waves in thin films and integrated optics. Appl. Opt., 10, 2395–2413, 1971
10
[] RAMSDEN J. J.: Review of nex experimental techniques for investigating random sequential adsorption. J. Stat. Phys., 73, 853–877, 1993
11
[]
MARCUSE D.: Theory of dielectric optical waveguides. Academic Press, San Diego, 1991
12
[]
UNGER H.-G.: Planar optical waveguides and fibres. Clarendon Press, Oxford, 1977
13
[] NUSSBAUM A., PHILLIPS R. A.: Modern optika mérnököknek és kutatóknak. Műszaki Könyvkiadó, 1982
14
[]
15
[] VIENOT J.-C., SMIGIELSKI P., ROYER H.: Holográfia optikai alkalmazásokkal. Műszaki Könyvkiadó, Budapest, 1973
16
[] HÁMORI A.: Eljárás fotolitográfiai folyamat exponálási és hívási szakaszának roncsolásmentes nyomonkövetésére. Magyar szabadalom, No.: P 99 04540
17
[] GIBER J., JOSEPOVITS K., GYULAI J., BIRÓ L. P.: Diffúzió és ionimplantáció szilárdtestekben. Műegyetemi Kiadó, Budapest, 1997
18
[] GÖTZ G., MAZZOLDI P., ARNOLD G. W.: Ion beam modification of insullators. Elsevier, Amsterdam, 1987
19
[] HÁMORI A., NAGY N.: Submicrometer period refractive index diffraction grating couplers, IEEE Eurosensors 2004, ISBN: 0-7803-8693-0; Catalog Number: 04CH37603C; 1333, 2004
20
[] HÁMORI A., NAGY N.: Eljárás többcsatornás érzékelő mérések elvégzésére integrált-optikai hullámvezető szerkezeteken MFA Szolgálati találmány, Ügyiratszám: P0402479/5
TIEN P. K.: Integrated optics and new wave phenomena. Rev. Mod. Phys., 49, 361–420, 1977
