Содержание к диссертации
Введение
1. Механизм работы однофотонного сверхпроводникового детектора (SSPD) 22
1.1 Однофотонные детекторы видимого и ИК диапазонов 23
1.2 Процессы образования неоднородных резистивных состояний в сверхпроводящих пленках 29
1.3 Механизм работы однофотонного сверхпроводникового детектора 33
1.4 Форма и длительность импульса 39
2. Методы отбора образцов и методики экспериментов по исследованию характеристик однофотонного сверхпро водникового детектора. 47
2.1 Методика отбора образцов 48
2.2 Учет влияния "повторных" импульсов на величину квантовой эффективности 54
2.3 Экспериментальная установка и методика эксперимента по исследованию зависимости квантовой эффективности и скорости темновых срабатываний при температурах 4.2, 3.2 и 2 К от тока смещения 60
2.4 Методика исследования джиттера SSPD по схеме совпадений (старт-стоп система) 62
2.5 Выводы 70
3. Квантовая эффективность, скорость темнового счета и эквивалентная мощность шума SSPD при рабочих темпе ратурах 2 - 4.2К 72
3.1 Зависимость квантовой эффективности SSPD от транспортного тока при температурах 4.2, 3.2 и 2 К 73
3.2 Зависимость скорости темновых срабатываний от транспортного тока при разных рабочих температурах 79
3.3 Эквивалентная мощность шума SSPD при рабочей температуре 2К 81
3.4 Выводы 85
4. Исследование временных параметров и способы уве личения быстродействия однофотонного сверхпроводнико вого детектора 87
4.1 Исследование джиттера SSPD по схеме совпадений (старт-стоп система) 88
4.2 Способы увеличения быстродействия однофотонного сверхпроводникового детектора 92
4.3 Ультрабыстрый однофотонный сверхпроводниковый детектор 104
4.4 Выводы 108
5. Применение однофотонных сверхпроводниковых де текторов в квантовой оптике и биофотонных исследовани ях 109
5.1 Литературный обзор применений однофотонных сверхпро водниковых детекторов ИК диапазона 110
5.2 Экспериментальная демонстрация преимуществ применения SSPD в оптической когерентной томографии (ОКТ) 113
5.3 Экспериментальная демонстрация применения SSPDs в квантовой оптической когерентной томографии (КОКТ) 120
5.4 Анализ перспектив применения однофотонных сверхпроводниковых детекторов излучения в биофотонных исследованиях 126
5.5 Выводы 130
Заключение 132
- Процессы образования неоднородных резистивных состояний в сверхпроводящих пленках
- Учет влияния "повторных" импульсов на величину квантовой эффективности
- Зависимость скорости темновых срабатываний от транспортного тока при разных рабочих температурах
- Способы увеличения быстродействия однофотонного сверхпроводникового детектора
Введение к работе
В настоящее время приборы ИК диапазона широко применяются в научных исследованиях, промышленности, военном деле. Можно привести множество примеров практического использования этих приборов: дистанционное измерение температур и теплового излучения различных тел, химический анализ веществ по спектрам их поглощения и излучения в ИК области спектра, инфракрасные астрономические исследования, тепловидение, обнаружение морских, наземных, воздушных объектов, тестирование микросхем, квантовая криптография, квантовые компьютеры.
Значение ИК техники возросло в связи с освоением космического пространства. ИК радиометры и спектрометры различных типов, установленные на космических аппаратах, успешно используются для дистанционного изучения земных и водных ресурсов, исследования метеорологических процессов, а также изучения планет Солнечной системы.
Для многих применений требуются ИК приемники с чувствительностью, позволяющей регистрировать одиночные кванты света. Одним из таких применений, требующих использования детекторов, обладающих од-нофотонной чувствительностью, является тепловая томография микросистем, которую, в силу слабой интенсивности теплового излучения микроструктур, проблематично проводить с помощью других приёмников излучения. Так, при работе микропроцессоров и других интегральных микросхем, в момент переключения отдельной МОП структуры, из каждого канала пары транзисторов происходит излучение инфракрасных световых квантов, позволяющее регистрировать последовательность работы элемен-
тов схемы и проводить, таким образом, ее диагностику [1, 2]. Усилия разработчиков направлены на увеличение скорости срабатывания ключевых элементов и снижение энергетических затрат при переключении. Используя в тестерах микросхем уже известные однофотонные детекторы, приходится значительно увеличивать время наблюдения, что в сочетании со всё возрастающим числом элементов интегральных схем сильно увеличивает общее время тестирования и не позволяет проводить этим методом контроль качества микропроцессоров в процессе производства.
Приемники на базе фотоумножителей и полупроводниковых лавинных диодов могут работать в однофотонном режиме в видимом и ближнем ИК диапазоне. Работа этих приборов основана на использовании каскадного размножения электронов, позволяющего зарегистрировать электрический импульс. К сожалению, такая схема регистрации приводит к относительно большой инерционности прибора и ограничивает их использование временами более 1 не.
В последние годы всё чаще прогресс телекоммуникационных и информационных систем связывают с появлением квантовой криптографии и обработкой информации квантовыми системами (квантовые компьютеры). В связи с этим возрос интерес к особому классу оптоэлектрических приборов - однофотонных детекторов оптического излучения, позволяющих с высоким быстродействием регистрировать одиночные кванты света. Квантовые оптические технологии, на которых основаны применения в квантовой криптографии разработаны для работы на телекоммуникационных длинах волн, т.е. в ближнем ИК диапазоне. Использование сверхчувствительных однофотонных детекторов в оптических телекоммуникационных системах дает возможность регистрации сигнала без использования дорогостоящих оптических усилителей, что особо важно для протяженных трансконти-
нентальных волоконно-оптических линий связи. Кроме того, это открывает уникальные возможности для защиты передаваемой информации путем создания квантово-криптографических систем.
Детекторы, обладающие высокой чувствительностью в ИК диапазоне, низким уровнем темнового счета и малым джиттером позволят улучшить временное разрешение при измерениях времени когерентности спонтанного излучения и корреляционной функции источников, что приведет к продвижению исследований однофотонных источников излучения, спонтанного параметрического рассеяния и его применений.
Применения в квантовой метрологии, такие, например, как оптическая и квантовая оптическая когерентная томография [3, 4] требуют быстрых детекторов, обладающих высокой чувствительностью в широком спектральном диапазоне от видимого до ИК. Оптическая когерентная томография является альтернативой хирургической биопсии. Данный метод исследований позволяет обнаружить аномалии в распределении плотности биологической ткани и дает микронное разрешение. Пространственное разрешение зависит от длины когерентности источника излучения, используемого в оптической томографии, а значит от ширины спектра. Время сканирования ткани будет зависеть от быстродействия детектора, его чувствительности и скорости ложных срабатываний. К сожалению, традиционно использующиеся однофотонные детекторы, такие как лавинные фотодиоды и фотоэлектронные умножители, не обладают достаточно широкой спектральной чувствительностью и быстродействием.
Исследования проведенные за последние несколько лет [5, 6] показали перспективность разработки однофотонных детекторов на основе тонкопленочных сверхпроводников. Детекторы, на основе тонкой пленки NbN, обладают квантовой эффективностью до 10% на длине волны 1.3 мкм и
до 6% на длине волны 1.55 мкм. Эквивалентная мощность шума детекторов составляет 6 Ю-18 Вт/Гц1/2 и 2 10~17 Вт/Гц1/2 на длинах волн 1.3 и 1.55 мкм, соответственно. Квантовая эффективность недостаточно высока в ИК диапазоне. Данные детекторы имеют длительность импульса порядка 10 не, что ограничивает их максимальную скорость счета фотонов.
Проанализировав параметры детекторов, необходимых для различных применений и характеристики существующих однофотонных детекторов, приходим к выводу, что разработка и оптимизация характеристик быстродействующего, однофотонного сверхпроводникового детектора, работающего в широком спектральном диапазоне и обладающего низким уровнем темнового счета, является, несомненно, актуальной задачей.
Целью диссертационной работы являлось исследование характеристик однофотонных сверхпроводниковых детекторов, созданных на базе тонких пленок NbN, увеличение быстродействия детектора и исследование возможностей практического применения однофотонных сверхпроводниковых детекторов вместо традиционно используемых полупроводниковых однофотонных детекторов. Это включало в себя исследование влияния физических условий наблюдения - рабочей температуры и тока смещения на квантовую эффективность на различных длинах волн и вероятность ложных срабатываний (в отсутствие падающего излучения), измерение величины эквивалентной мощности шума и нестабильности переднего фронта импульса - джиттера детектора, оптимизацию конфигурации сверхпроводниковой полоски, являющейся чувствительным элементом детектора, с целью повышения его быстродействия, а также разработку установок для измерения разрешающей способности методов оптической и квантовой оптической когерентной томографии с использованием однофотонных сверхпроводниковых детекторов излучения.
В качестве объекта исследования выбраны сверхпроводниковые полоски нитрида ниобия шириной порядка 100 нм и длиной от 100 до 500 мкм, изготовленные методом электроннолучевой литографии из плёнок NbN толщиной 3.5 нм. Плёнки были нанесены на полированную сапфировую подложку методом магнетронного распыления Nb в газовой смеси N2 и Аг. Для удобства практического применения детектора, сверхпроводниковая полоска изготавливалась в виде меандра, покрывающего площадку 10x10 мкм2, что существенно упрощает совмещение детектора со стандартным телекоммуникационным оптическим одномодовым волокном.
Предмет работы включает в себя:
Разработку и изготовление экспериментальных установок для измерений квантовой эффективности исследуемых образцов в интервале рабочих температур от 2.0 К до 4.2 К в диапазоне длин волн 0.56—1.55 мкм, для измерения скорости темнового счета детектора, а также для измерения джиттера однофотонного сверхпроводникового детектора методом совпадений.
Разработку и изготовление экспериментальных установок для измерения разрешающей способности методов оптической когерентной томографии и квантовой оптической когерентной томографии с использованием однофотонных сверхпроводниковых детекторов.
Измерение квантовой эффективности исследуемых структур в зависимости от рабочего тока, длины волны излучения, и рабочей температуры.
Измерение зависимости скорости темнового счета от величины рабочего тока и рабочей температуры и вычисление величины эквивалентной мощности шума из измеренных и экстарполированных данных по
квантовой эффективности и скорости темнового счета детектора при рабочей температуре 2 К.
Измерение разрешающей способности методов оптической когерентной томографии и квантовой оптической когерентной томографии с использованием лавинных фотодиодов и однофотонных сверхпроводниковых детекторов.
Разработку конфигурации детектора, позволяющей уменьшить длительность отклика, а следовательно, улучшить его быстродействие.
Особенностью методик исследования однофотонных процессов является статистический характер измеряемых величин. Излучение источников, подаваемое на образец, ослаблялось настолько, что время отклика образца на поглощение фотона было много меньше среднего времени между попаданиями фотонов на образец. Это обеспечивало однофотонность отклика как в случае работы с непрерывными источниками излучения, так и с импульсными источниками. Статистический характер имеют квантовая эффективность и другие измеряемые величины, такие как, длительность отклика и джиттер детектора.
В процессе работы были получены следующие новые научные результаты:
Исследована зависимость квантовой эффективности от тока смеще
ния однофотонного сверхпроводникового детектора на основе тонкой
пленки NbN при разных рабочих температурах. Понижение темпе
ратуры от 4.2 К до 2.0 К приводит к увеличению квантовой эффек
тивности на телекоммуникационных длинах волн 1.3 мкм и 1.55 мкм
приблизительно в 5 раз.
Квантовая эффективность однофотонного сверхпроводникового детектора на телекоммуникационных длинах волн 1.3 мкм и 1.55 мкм при рабочей температуре 2.0 К достигает максимальной величины ~ 30 %, которая соответствует коэффициенту поглощения сверхпроводниковой NbN наноструктуры, т.е. детектор в данном режиме срабатывает на каждый поглощенный фотон.
Исследована зависимость скорости темнового счета от транспортного тока для узких полосок из пленки NbN толщиной 3.5 нм, при температурах 2.0 - 4.2 К. Скорость темнового счета экспоненциально зависит от приведенного транспортного тока. Понижение рабочей температуры детектора приводит к увеличению показателя экспоненты.
Из экспериментальных данных по квантовой эффективности и скорости темнового счета вычислена эквивалентная мощность шума однофотонного сверхпроводникового детектора на основе узкой полоски из NbN в диапазоне длин волн 0.56 — 1.55 мкм при температуре 2 К.
Методом совпадений измерен джиттер NbN однофотонного сверхпроводникового детектора площадью 10 х 10 мкм2 и толщиной пленки 3.5 нм.
С помощью численного моделирования и экспериментальной проверки получено, что деление меандра SSPD на несколько более коротких секций, соединенных параллельно, позволяет уменьшить длительность отклика детектора, сохранив прежнюю рабочую площадь детектора.
Однофотонный NbN детектор способен зарегистрировать излучение в более широком спектральном диапазоне по сравнению с лавинными
фотодиодами, что приводит к увеличению разрешающей способности методов интерференции сигналов низкой когерентности.
На защиту выносятся следующие положения:
Понижение рабочей температуры однофотонного сверхпроводникового детектора на основе тонкой пленки NbN толщиной 3.5 нм площадью 10x10 мкм2 с 4.2 до 2.0 К приводит к увеличению квантовой эффективности на длинах волн 1.3 мкм и 1.55 мкм в 4 - 6 раз.
Квантовая эффективность однофотонного сверхпроводникового детектора на телекоммуникационных длинах волн 1.3 мкм и 1.55 мкм при рабочей температуре 2.0 К достигает максимальной величины и 30 %.
Скорость темнового счета SSPD является экспоненциальной функцией приведенного транспортного тока, с показателем экспоненты, зависящим от температуры. Понижение рабочей температуры детектора с 4.2 до 2.0 К приводит к увеличению показателя экспоненты в «2.3 раза. Минимальное экспериментально полученное значение скорости темнового счета SSPD при температуре 2.0 К составляет 3-Ю-4 с-1 и ограничивается временем накопления данных.
Из полученных зависимостей квантовой эффективности и скорости темнового счета при разных температурах следует, что соотношение сигнал/шум увеличивается при более глубоком охлаждении NbN детектора. Эквивалентная мощность шума однофотонного сверхпро-водпикового NbN детектора при рабочей температуре 2.0 К для телекоммуникационных длин волн 1.26 мкм и 1.55 мкм, вычисленная из измеренных значений квантовой эффективности и скорости тем-
нового счета достигает 1.5-10 20 Вт/Гц1/2 и 2 10 20 Вт/Гц1/2, соответственно.
Джиттер NbN однофотонного сверхпроводникового детектора площадью 10 х 10 мкм2 и толщиной пленки 3.5 нм, полученный методом совпадений (старт-стоп схема), составляет менее 50 пс.
Деление меандра SSPD на несколько более коротких секций, соединенных параллельно позволяет уменьшить длительность отклика детектора, сохранив прежнюю рабочую площадь детектора. Так, деление образца площадью 10 х 10 мкм2 на 2 секции приводит к уменьшению длительности времени спада с 8 не до 2.2 не, а деление на 5 секций дает время спада меньше 0.7 не.
Разрешающая способность метода оптической когерентной томографии с центральной длиной волны излучения источника около 1100 нм с использованием SSPD достигает 2.9 мкм, что на 1.8 мкм меньше, чем с использованием кремниевого лавинного фотодиода. Данное значение ограничено не спектральным откликом SSPD, а спектром источника излучения.
Использование однофотонных сверхпроводниковых детекторов в квантовой оптической когерентной томографии с центральной длиной волны излучения 800 нм приводит к увеличению разрешающей способности данного метода с 0.99 до 0.82 мкм.
Практическая значимость работы.
Практическим результатом работы явилось создание быстродействующего детектора одиночных фотонов на основе эффекта однофотонного детектирования оптического и ИК излучений тонкопленочными сверхпро-
водящими наноструктурами. Детектор обладает рекордными характеристиками по быстродействию и чувствительности в широком спектральном диапазоне от УФ до ИК. Были созданы установки для измерения разрешающей способности методов оптической и квантовой оптической когерентной томографии на основе спонтанного параметрического рассеяния света в качестве широкополосного источника излучения и с использованием данных сверхпроводниковых наноструктур в качестве детекторов излучения. Показана перспективность применения однофотонных сверхпроводниковых детекторов в корреляционной инфракрасной микроскопии живых биологических образцов с высоким временным разрешением.
В 2005 году на базе УНРЦ МПГУ было создано Закрытое акционерное общество «Сверхпроводниковые нанотехнологии»1 («Scontel») как малое предприятие, ориентированное на реализацию научных разработок коллектива в области научного приборостроения. «Scontel» успешно занимается коммерциализацией в частности однофотонных сверхпроводниковых детекторов, являющихся объектом исследования данной диссертационной работы. Одно- и двухканальные приемные системы2 с однофотонными сверхпроводниковыми детекторами видимого и ИК диапазона пользуются большим спросом по всему миру. Системы уже были поставлены в Италию, Францию, Австрию, Швейцарию, США, Китай, Японию и нашли широкое применение в различных областях, таких как квантовая криптография, исследование люминесценции квантовых точек, оптическая когерентная томография и др.
Во время проведения исследования были получены следующие патенты: патент на изобретение № 2300825 зарегистрирован 10.06.2007 приоритет от 21.12.2005, "Быстродействующий сверхпроводниковый однофотон-
ный детектор", авторы Гольцман Г.Н., Чулкова Г.М., Окунев О.В., Воронов Б.М., Каурова Н.С., Корнеев А.А., Антипов А.В., Минаева О.В;
патент на изобретение № 2327253 зарегистрирован 20.06.2008, Заявка 15.08.2006 № 2006.129452 "Быстродействующий сверхпроводниковый одно-фотонный детектор с полосковыми резисторами" авторы Гольцман Г. Н., Чулкова Г. М., Окунев О. В., Мельников А. П., Воронов Б. М., Каурова Н. С. Корнеев А. А., Антипов А. В., Минаева О. В., Дивочий А. В.
Достигнутые характеристики детектора позволят улучшить параметры уже существующих применений в различных областях. Значительное увеличение быстродействия и квантовой эффективности позволит существенно сократить время тестирования при анализе работы больших интегральных схем [2, 7, 1], увеличить длину и скорость передачи данных в оптических телекоммуникационных линиях связи, квантовой криптографии, квантовых компьютерах и т.д. Кроме того, улучшенные характеристики однофотонного детектора приведут к продвижению исследований однофо-тонных источников излучения, спонтанного параметрического рассеяния и его применений в различных корреляционных методах исследования.
Диссертация состоит из Введения, пяти глав и Заключения.
Во Введении обосновывается актуальность выбранной темы, формулируется цель исследования, раскрывается научная новизна и практическая значимость работы, приводится краткое содержание диссертации.
В первой главе сделан обзор литературы по существующим однофо-тонным детекторам видимого и ИК диапазона. Рассмотрены основные механизмы работы однофотонных детекторов. Обсуждаются теоретические модели, объясняющие возникновение резистивного состояния в сверхпроводящих пленках, в условиях протекания электрического тока, при погло-щении фотона.
Во второй главе приводится описание методики отбора образцов для исследований, техник и методик экспериментальных исследований квантовой эффективности, скорости темнового счета и эквивалентной мощности шума SSPD при рабочих температурах, лежащих в интервале от 2 до 4.2 К. Также приведено описание разработанной установки для измерения джиттера сверхпроводникового детектора методом совпадений (старт-стоп схема).
В третьей главе приводятся результаты исследований зависимостей квантовой эффективности для длин волн в диапазоне 0.56 - 1.55 мкм, скорости темнового счета и эквивалентной мощности шума SSPD от величины транспортного тока. Произведено сравнение результатов, полученных при разных рабочих температурах.
В четвертой главе представлены исследования нестабильности времени отклика однофотоннного детектирования тонкими сверхпроводящими плёнками в условиях смещения их током. Исследуются способы уменьшения длительности отклика сверхпроводникового детектора, которая ограничена кинетической индуктивностью тонкой и длинной сверхпроводниковой полоски NbN.
В пятой главе представлен обзор литературы по применению однофо-тонных сверхпроводниковых детекторов в квантовой оптике и электронике. Приводятся методики и результаты оригинальных измерений по применению SSPDs в оптической когерентной томографии и квантовой оптической когерентной томографии. Анализируются возможности применения одно-фотонного сверхпроводникового детектора при исследованиии живых биологических объектов.
В Заключении сформулированы научные результаты, полученные в диссертации.
Результаты настоящего исследования опубликованы в 17 печатных работах, список которых приведён в конце диссертации, двух патентах Российской Федерации и представлены в 30 докладах на российских и международных конференциях.
Процессы образования неоднородных резистивных состояний в сверхпроводящих пленках
Рассмотренные далее механизмы возникновения резистивного состояния объясняют появление сопротивления сверхпроводниковой пленки при различных условиях. При температурах значительно ниже критической Тс, большую роль играют явления, обусловленные джоулевым разогревом сверхпроводника при протекании тока. Подробный обзор экспериментальных и теоретических работ по изучению явлений, возникающих при джоулевом перегреве и возникновении резистивного домена в сверхпроводящей полоске, смещенной постоянным током, приведен в работе [21]. Резистивиый домен представляет собой область в сверхпроводнике, в которой сверхпроводящее состояние локально подавлено и температура повышена. Минимальный раз- мер домена имеет величину порядка Ьт (характерная тепловая длина): где х - коэффициент теплопроводности пленки, h - коэффициент тепло-отвода с единицы поверхности. Существует нижний порог тока hmin, при которой домен может существовать. Величина этого порогового тока может быть значительно меньше величины критического тока /с, она зависит от параметров сверхпроводника и условий его охлаждения. Это связано с переходом сверхпроводника в резистивное или нормальное состояние, в котором тепловыделение становится достаточным для поддержания его температуры выше критической. Для характеризации возможности существования резистивного состояния вводится величина а, называемая параметром Стекли: где р - плотность материала в нормальном состоянии, jc - плотность критического тока, Го - температура термостата. Параметр Стекли - это безразмерная величина, которая является отношением характерных значений удельных мощностей тепловыделения и теплоотвода. При а меньше 1 тепловыделение не разрушает сверхпроводимости, возможно существование резистивного состояния. Тепловое разрушение сверхпроводимости при воздействии тока и электромагнитного излучения широко исследовалось экспериментально [22, 23, 24].
Было замечено, что сверхпроводниковая полоска с резистивным доменом имеет отрицательное дифференциальное сопротивление для низких напряжений, а ее вольт-амперная характеристика имеет гистерезисный характер, т.е. сверхпроводимость восстанавливается при меньшем по величине токе, чем ток, при котором сверхпроводимость разрушается [25]. Резистивный домен в тонких пленках называют "горячим пятном". В настоящее время предпринимаются попытки использования модели "горячего пятна" для описания работы прикладных устройств, в частности од-нофотонных сверхпроводниковых детекторов (см.1.3) и смесителей излучения [26]. При температурах, очень близких к критической Тс, джоулево тепловыделение становится несущественным. В этом случае при малых токах смещения появление сопротивления может быть вызвано возникновением центров проскальзывания фазы (ЦПФ) [27] - phase slip centers (PSC) . ЦПФ состоит из ядра, размер которого имеет порядок длины когерентности , где фаза волновой функции изменяется на 2-тт со скоростью, определяемой напряжением на ЦПФ. В ядре существует как нормальный ток, так и сверхпроводящий. Средняя величина сверхпроводящего тока Ipsc меньше величины критического тока 1С на коэффициент р [28]. Ток квазичастиц в ядре генерирует избыточный заряд квазичастиц вне ядра, который диффундирует в обе стороны от ядра на характеристическую длину затухания Л: где TQ - время релаксации избыточного заряда [29]. Поскольку ток сверхпроводимости в ЦПФ меньше критического на величину множителя р, вероятность возникновения других ЦПФ в пределах расстояния Л от предыдущего ЦПФ очень мала. В ЦПФ начнется дополнительное выделение джо-улева тепла. Возрастающее рассеяние джоулева тепла постепенно переводит ЦПФ в резистивное горячее пятно [28]. Еще одной моделью, объясняющей возникновение сопротивления в тонкопленочных сверхпроводниках второго рода является движение магнитных вихрей. Магнитное поле проникает в сверхпроводящую пленку квантами потока (Фо = ) в виде вихрей. Ток сверхпроводимости циркулирует вокруг нормального ядра вихря в направлении, определяемом магнитным полем. При протекании в плёнке тока вихри начинают двигаться под действием силы Лоренца. Движение вихрей является диссипативным процессом, оно может приводить к появлению сопротивления в пленке при температуре ниже критической температуры Тс. В реальных пленках вихри часто закреплены на дефектах решетки (эффект пиннинга). Если в сверхпроводниковой пленке имеются магнитные вихри, частично закрепленные на центрах пиннинга, то сопротивление возникает при диссипативном движением вихрей [26]. Если по пленке протекает электрический ток, то под действием силы Лоренца вихри двигаются в направлении, перпендикулярном направлению тока. Электрическое сопротивление пропорционально плотности свободных вихрей в пленке. Плотность свободных вихрей определяется энергией активации магнитных вихрей -энергией, необходимой для срыва вихрей с центров пиннинга.
Излучение может взаимодействовать с вихрями за счет изменения состояния электронов, срывать их с центров пиннинга. Движение вихрей, вызванное излучением, приводит к появлению сопротивления в пленке. Соответственно, релаксация электрического сопротивления происходит за счет прекращения движения магнитных вихрей. Время релаксации движения магнитных вихрей снижается при увеличении в пленке числа центров пиннинга, и для сильно гранулированных пленок или для пленок с большим КОЛРІЧЄСТВОМ примесей может стать меньше, чем несколько пикосекунд [30]. В однородных тонких пленках с толщиной d меньше длины когерентности или в гранулированных пленках вихри могут существовать также в отсутствие внешнего магнитного поля. Эти вихри существуют в виде пар вихрей с противоположной циркуляцией тока (пар вихрь-антивихрь), связанных между собой силой Лоренца. Пространственный размер этих пар имеет порядок глубины проникновения поперечного магнитного поля Ау. При низких температурах эти пары связаны, однако выше температуры перехода Костерлица-Таулесса Ткт [31] они распадаются на свободные вихри. Ткт меньше Тс на малую поправку, определяемую поверхностным сопротивлением пленки [32]. Таким образом, для малых токов, даже без пиннинга, диссипативного движения вихрей не будет. При увеличении тока все большее количество пар будет разбиваться противоположно направленными силами Лоренца и при их диссипативном движении возникнет сопротивление и появится напряжение. Было высказано предположение, что диссипативное движение вихревой пары может быть вызвано перераспределением тока переноса в локально нагретом пятне, образованном при поглощении фотона [33]. В этой модели максимальное время релаксации определяется временем, которое необходимо вихрю для пересечения пленки в направлении, перпендикулярном направлению тока. Рассмотренные выше механизмы возникновения резистивного состояния могут объяснять появление сопротивления пленки при различных условиях. Чувствительный элемент однофотонного сверхпроводникового детектора представляет собой тонкую (толщиной от 3.5 до 10 нм) сверхпроводящую полоску, охлажденную до температуры, много меньшей температуры сверхпроводящего перехода. Принцип действия детектора основан на пере- ходе в резистивное состояние небольшой части сверхпроводящей полоски с током при поглощении фотона. Рассмотрим процесс образования горячего пятна при поглощении сверхпроводниковой пленкой фотона. Рис.1.2 [34] схематически иллюстрирует динамику процесса поглощения фотона сверхпроводниковой пленкой, а также процессы генерации и релаксации неравновесных квазичастиц.
Учет влияния "повторных" импульсов на величину квантовой эффективности
При снятии зависимостей числа отсчетов от транспортного тока возникает проблема учета так называемых "повторных" импульсов, которые возникают при приближении тока к критическому току измеряемого образца. На экране осциллографа мы видим, что на расстоянии около 20 не имеется импульс, аналогичный основному (собственно который мы и должны зарегистрировать), такой же длительности и амплитуды (рис.2.4). Природа возникновения этих повторных импульсов еще не выяснена до конца. Предположительно, они вызваны отражением первичного импульса с детектора от входа в цепочку усилителей. Часть отраженного сигнала проходит обратно на детектор, если SSPD находится при этом близко к критическому току, то этого отраженного сигнала оказывается достаточно, чтобы повторно переключить образец в резистивное состояние. При измерениях квантовой эффективности необходимо учитывать число "повторных" импульсов, дабы не завышать истинные значения. Однако в реальных применениях эта проблема решается во-первых, хорошим согласованием всех электрических компонентов установки, а во-вторых, при практическом использовании рабочая точка обычно находится гораздо ниже по току смещения чем ток, выше которого наблюдаются "повторные" срабатывания детектора, т.к. вблизи критического тока значение темнового счета детектора сильно увеличивается. Согласно модели, рассмотренной во второй главе, при приближении к критическому току зависимость скорости срабатываний от тока должна выходить в насыщение (рис.2.5). Однако, при возникновении "повторных" импульсов, зависимость меняет свой вид. При приближении к 1С вместо насыщения мы получаем достаточно резко растущую функцию, т.е. наклон касательных с ростом тока тоже растет (рис.2.3, 2.7). Экспериментальная оценка вклада "повторных" срабатываний в зависимость скорости отсчетов от транспортного тока исследовалась на экспериментальной установке, схематически представленной на рис.2.6. Импульсный лазер (генератор пикосекундных оптических сигналов ГС 61.00.000) запускается сигналом с генератора, который задает частоту повторения импульсов (1 Гц - 100 кГц). Импульсы излучения GaAs лазера имеют длительность Ат « 20 пс, длина волны излучения Л = 850 нм, мощность импульса Р = 3 пДж.
Импульсы через световод подаются на образец, установленный в держателе, который располагается на конце подвижного штока, помещаемого в транспортный сосуд Дьюара типа СТГ-40 с жидким гелием. На пути луча лазера помещается система калиброванных фильтров, которая дает возможность ослаблять интенсивность излучения до нужной величины. Через исследуемый образец пропускается транспортный ток. При поглощении фотона детектор переходит в резистивное состояние, и возникает скачок напряжения. Сигнал с образца по высокочастотному тракту подается через систему усилителей на частотомер электронно-счетный 43-54 и на скоростной осциллограф С7-19, запускаемый от того же генератора, что и импульсный лазер. Это позволяет синхронизировать осциллограф с GaAs лазером. Как уже было сказано, излучение лазера подается на образец через световод. Для юстировки системы необходимо использовать электрооптический преобразователь (прибор ночного видения), т.к. излучение лазера лежит в инфракрасной области (0.85 мкм). Наблюдая число срабатываний частотомера можно контролировать юстировку оптической системы. Чем лучше настроена оптическая система, тем больше число срабатываний в единицу времени будет показывать частотомер. Если число фотонов в импульсе достаточно большое, то образец регистрирует каждый импульс. Но мощность импульса излучения не должна быть слишком большой, чтобы это излучение не приводило к подавлению сверхпроводимости (т.е. чтобы не уменьшалась энергетическая щель в образце). Падающее излучение с помощью набора фильтров ослабляют до минимального значения, при котором образец все еще регистрирует каждый импульс. Эта настройка производится при транспортном токе, пропускаемом через образец, достаточно далеком от критического тока, чтобы при снятии токовой зависимости число срабатываний не менялось из-за уменьшения чувствительности детектора. Т.к. если квантовая эффективность уменьшится, то образец, будет срабатывать уже не на каждый импульс. , Далее снимается зависимость числа срабатываний детектора от тока. В силу чрезмерно малой длительности импульса лазера (20 пс), детектор не может срабатывать дважды на один и тот же импульс. Следовательно, число "повторных" срабатываний определяется по отношению числа срабатываний детектора при данном токе к числу запусков лазера. Экспериментальная зависимость числа "повторных" срабатываний от транспортного тока представлена на рис. 2.7. На рис. 2.7 также отображена экспериментальная зависимость числа срабатываний детектора от пропускаемого через него тока. Обе зависимости сняты для одного и того же образца. Из графиков видно, что рост наклона касательных к зависимости числа срабатываний детектора от тока и достаточно резкий рост числа " повторов" начинаются при одном и том же значении рабочего тока. Если зависимость числа срабатываний детектора от тока вблизи критического тока аппроксимировать прямой (т.к. график построен в полулогарифмическом масштабе, то прямая соответствует экспоненциальной зависимости), то число отсчетов уменьшится примерно в 4 раза. Из графика отображающего зависимость числа "повторов" от рабочего тока видно, что вблизи критического тока число "повторов" вырастает примерно до четырех раз. Из чего можем сделать вывод, что так называемый «хвост» на графике зависимости числа срабатываний исследуемого образца от транспортного тока действительно вызван "повторными" срабатываниями и при определении квантовой эффективности образца их необходимо учитывать, иначе истинное значение квантовой эффективности будет завышено в несколько раз. Характеристики образцов, предварительно отобранные по методике описанной выше (2.1), исследовались при температурах ниже температуры кипения жидкого гелия при нормальном давлении.
Была разработана установка для исследований зависимостей квантовой эффективности (QE) и скорости темновых срабатываний однофотонных сверхпроводниковых детекторов от величины рабочего тока при рабочей температуре в интервале от 2 К до 4 К. Для измерения характеристик образца при температурах ниже температуры кипения гелия использовался металлический гелиевый криостат с дополнительным охлаждением жидким азотом. Установка для измерения вышеупомянутых зависимостей схематически представлена на рис. 2.8. Исследуемый образец помещается в металлический криостат с жидким гелием. На SSPD подается электрический ток в режиме генератора напряжения. Схема смещения образца аналогична представленной в 2.1 на рисунке 2.2. В качестве источника излучения использовались полупроводниковые светодиоды и лазерные диоды, излучающие на длинах волн 0.56, 0.67, 0.94, 1.3 и 1.55 мкм. Ослабленное излучение поступало на образец через оптическое волокно. Переход образца в резистивное состояние при поглощении фотона сопровождается импульсом напряжения. Сигнал с образца по высокочастотному тракту подается че- рез систему усилителей (с коэффициентом усиления К : 70 дБ и полосой пропускания 0.03 - 0.6 ГГц) на скоростной осциллограф С7-19 и частотомер электронно-счетный 43 - 54, включенный в режиме счета импульсов. Осциллограф С7-19 служит для наблюдения отклика образца на попадание фотона и позволяет контролировать отсутствие электромагнитных наводок. Частотомер регистрирует число откликов исследуемого образца в единицу времени. Через образец пропускается транспортный ток в режиме генератора напряжения, что позволяет избежать роста нормального домена из-за выделения в нем джоулева тепла. Для измерений при температурах ниже 4.2 К к криостату подключается форвакуумный насос, с помощью которого откачиваются пары гелия.
Зависимость скорости темновых срабатываний от транспортного тока при разных рабочих температурах
Для проведения измерений зависимости скорости темнового счета (Rdk) от величины транспортного тока при температурах ниже температуры жидкого гелия при нормальном давлениии используется та же установка, что и для измерений квантовой эффективности (2.3, рис. 2.8). Отличие заключается в том, что вход оптического волокна, вместо подсоединения к источнику излучения (например, светодиоду), закрывается плотной черной тканью, т.е. изолируется от излучения. Для того чтобы уменьшить засветку образца, конец подвижного штока с исследуемым образцом тоже закрывается куском черной материи. На образец подается ток и фиксируется среднее число срабатываний счетчика в единицу времени в этих условиях. Эксперимент показал, что зависимость скорости темнового счета от тока смещения является экспоненциальной при всех рабочих температурах от 1.8 К до 4.2 К (рис. 3.5). Экспоненциальная зависимость простирается на несколько порядков величины. Минимальное измеренное значение составило 3 10 4 с"1 и было ограничено временем накопления данных, которое составило 8 часов. На рис. 3.5 отображена экспериментальная зависимость скорости темнового счета от нормированного транспортного тока при трех различных температурах: 4.2, 3.2 и 2.0 К. Под нормированным транспортным током мы понимаем отношение величины транспортного тока 1ь к величине критического тока образца при данной температуре 1С. В полулогарифмическом масштабе мы получаем прямые, наклон которых уменьшается с понижением рабочей температуры детектора, откуда следует, что при фиксированной величине нормированного транспортного тока, значение скорости темнового счета будет меньше при более низкой температуре. Объяснением данных экспериментальных результатов следует считать уменьшение термодинамических флуктуации в тонкой сверхпроводящей пленке при более глубоком охлаждении детектора. Уменьшение флуктуации уменьшает вероятность самопроизвольного возникновения ре-зистивных состояний в однофотонном сверхпроводниковом детекторе, которые могут привести к возникновению импульсов с детектора в отсутствии внешнего излучения. 3.3 Эквивалентная мощность шума SSPD при рабочей температуре 2К Как было показано в 3.1, 3.2 понижение температуры с 4.2 К до 2 К приводит к существенному росту квантовой эффективности и понижению скорости темнового счета.
На рис. 3.6 приведены зависимости квантовой эффективности на длине волны 1.3 мкм и скорости темновых срабатываний детектора как функции нормированного транспортного тока при температурах 2.0 и 4.2 К. Из данных графиков видно, что при одном и том же значении нормированного тока смещения, величина квантовой эффективности при 2KB десятки раз превосходит по величине QE, измеренную при 4.2 К. Для скорости темнового счета получается обратная зависимость. Это означает, что понижением температуры на 2 К можно увеличить отношение сигнал/шум сверхпроводникового детектора на несколько порядков. Квантовая эффективность и скорость темнового счета зависят от ве-личины транспортного тока в образце. При этом при увеличении тока увеличивается как QE, так и R k- Выбор оптимальной рабочей точки детектора это нахождение компромисса между этими двумя характеристиками. Для разных практических применений выбор рабочей точки по току будет меняться. Например, для квантовой криптографии существенным будет являться отсутствие ложных (темновых) срабатываний детектора, в этом случае, величина транспортного тока должна быть уменьшена, чтобы достичь уровня скорости темнового счета 1 Гц. При применении SSPD в корреляционных исследованиях, например, в квантовой оптической когерентной томографии (5.3) величина скорости темнового счета не так важна, т.к. в данной экспериментальной методике проводится измерение совпадений, т.е. вклад в результирующую интерферограмму дадут только импульсы, порожденные двумя коррелированными фотонами, и темповые импульсы с детектора не вносят изменений в результат. Для сравнения чувствительности и шумов квантового детектора и интегрирующего детектора излучения вводится понятие эквивалентной мощности шума (noise equivalent power - NEP). По определению, эквивалентная мощность шума - это такая мощность сигнала, при которой отношение сигнал/шум на выходе детектора равно единице. Для квантового детектора эквивалентная мощность шума определяется как [6, 37]: где v - частота излучения, падающего на однофотонный детектор. Результаты вычислений NEP SSPD при температуре 2 К на длине волны 1.3 мкм, представлены на рис. 3.7. Из приведенных результатов очевидно, что понижение температуры от 4.2 К до 2 К, приводит к уменьшению эквивалентной мощности шума на несколько порядков величины. Минимальное значение NEP при температуре 4.2 К на длине волны 1.3 мкм, вычисленное из измеренных значений QE и R k составило 3-Ю-17 Вт/Гц1/2, а величина NEP при температуре 2.0 К, вычисленная из измеренных зна-чений QE и Rdk составила 1.5 10 20 Вт/Гц1/2. Минимальное значение NEP на длине волны 1.55 мкм, вычисленное из измеренных значений QE и R при температуре 2.0 К, составило « 2 Ю-20 Вт/Гц1/2. В связи с резким спадом зависимости скорости темнового счета как функции транспортного тока при Т = 2.0 К, для построения зависимостей эквивалентной мощности шума для различных длин волн при Т = 2.0 К использовались экстраполированные значения скорости темнового счета.
Результаты вычислений представлены на рис. 3.8. Из представленных зависимостей NEP при 2.0 К как функции норми- рованного тока видно, что при уменьшении транспортного тока величина NEP уменьшается, что связано с более резким спадом функции Rdk(j ) по сравнению с функцией QE{ -) при токах близких к критическому. Однако зависимость NEP(fy-) имеет минимум при некотором значении 1ь/1с, по-еле чего эквивалентная мощность шума опять увеличивается. Для разных длин волн это значение нормированного тока является разным, для более коротких длин волн, значение нормированного тока, при котором наблюдается минимум NEP, смещается в область меньших токов. Однако получить столь малых значений эквивалентной мощности шума из экспериментально полученных значений квантовой эффективности и скорости темнового счета не является возможным, т.к. данные измерения потребуют слишком большого времени интегрирования. 3.4 Выводы Исследована зависимость квантовой эффективности однофотонного детектора площадью 10x10 мкм2, сформированного из тонкой сверхпроводниковой пленки NbN толщиной 3.5 нм, как функции транспортного тока в диапазоне длин волн 0.56 - 1.55 мкм при рабочей температуре 2.0 К. Экспериментальные результаты показали, что зависимость квантовой эффективности однофотонного сверхпроводникового детектора в видимом и ближнем ИК диапазоне от транспортного тока выходит в насыщение с приближением к критическому току и достигает максимальной величины порядка 30 %, которая ограничена коэффициентом поглощения сверхпроводящей NbN наноструктуры. Из проведенных исследований следует что понижение рабочей температуры SSPD с 4.2 до 2.0 К приводит к увеличению квантовой эффектив- ности на длинах волн 1.3 мкм и 1.55 мкм в 4 - 6 раз, что находит качественное объяснение в вихревой модели. Т.к. при понижении температуры увеличивается критический ток сверхпроводника, а вероятность разрыва пары вихрь-антивихрь, как известно, увеличивается с возрастанием тока, то следовательно, и квантовая эффективность с понижением температуры возрастает.
Способы увеличения быстродействия однофотонного сверхпроводникового детектора
Как было показано в 1.4 длительность отклика однофотонного сверхпроводникового детектора на основе тонкой пленки NbN зависит от кинетической индуктивности тонкой сверхпроводящей полоски. Для увеличения быстродействия SSPD необходимо уменьшить кинетическую индуктивность детектора. Кинетическую индуктивность можно уменьшить увеличением толщины сверхпроводниковой пленки (ур. (1.11), (1.12)), однако это приведет к уменьшению чувствительности детектора, т.к. площадь горячего пятна уменьшится при увеличении толщины пленки [6]. Другой способ уменьшения Lk это увеличение ширины сверхпроводящей полоски, однако это также приведет к резкому снижению квантовой эффективности детектора, особенно в ИК диапазоне, т.к. энергии фотона будет уже недостаточно для перекрытия всей сверхпроводящей полоски, несущей сверхток, резистивной областью. Согласно ур. (1.11) кинетическая индуктивность прямо пропорциональна длине сверхпроводящей полоски. Таким образом, уменьшая длину сверхпроводящей полоски, можно увеличить быстродействие однофотонного сверхпроводникового детектора, однако поставленная задача состоит в увеличении быстродействия SSPD с сохранением рабочей площадки и квантовой эффективности детектора, а значит простое уменьшение длины сверхпроводящей полоски не является допустимым методом. Далее рассмотрены возможные варианты увеличения быстродействия SSPD, без потери площади чувствительного элемента детектора и его квантовой эффективности. В первой модели рассмотрены методы оптимизации геометрии одно-фотонного сверхвпроводникового детектора с целью уменьшения кинетической индуктивности. Было предложено разделить длинную сверхпроводящую полоску, покрывающую площадь 10 х 10 мкм2 на несколько секций и соединить их параллельно. Эквивалентная схема такого детектора представлена на рис. 4.3. В данной конфигурации, вся приемная площадка детектора остается заполненной, а длина сверхпроводящих полосок будет короче в N раз, где N - число секций, соединенных параллельно.
Кинетическая индуктивность каждой секции будет равна . Параллельное соединение уменьшает кинетическую индуктивность еще в N раз. Таким образом кинетическая индуктивность детектора, состоящего из N секций, соединенных параллельно, равна где Lk - кинетическая индуктивность стандартного однофотонного сверхпроводникового детектора, состоящего из одной длинной сверхпроводящей полоски, покрывающей всю рабочую площадку детектора. рассмотрены следующие случаи (рис. 4.4 справа налево: 1) обе секции имеют одинаковый критический ток и одна из сверхпроводящих полосок переключается в резистивное состояние. В данном случае мы получаем импульс с Tfau = 0.5 не и амплитудой порядка 280 мкВ. 2) Обе секции имеют одинаковый критический ток и одновременно переключаются в резистивное состояние (например, при одновременном поглощении фотонов каждой, секцией). В данном случае импульс напряжения будет иметь амплитуду в два раза больше, т.е. около 560 мкВ, а время спада импульса становится чуть больше по сравнению со случаем, когда в резистивное состояние переключается только одна секция, а именно Tfau = 0.78 не. 3) Рассмотрен случай, в котором критические токи в двух секциях не равны. Для определенности принято, что ток в первой секции (поглотившей фотон), больше чем во второй секции. В данном случае, часть тока, вытесненного из первой секции, будет затекать во вторую секцию, и если величина тока во второй секции достигнет критического значения, то во второй секции также возникнет резистивное состояние. Следовательно в отклик на поглощение одного фотона может возникнуть два импульса напряжения. С помощью экспериментальной установки, описанной в 2.1 (рис. 2.1), были получены осциллограммы импульсов с двухсекционных образцов, которые представлены на рис. 4.5. Численное моделирование, основанное на системе уравнений аналогичной ур. (4.3) - (4.6), было выполнено и для образцов состоящих из трех параллельно соединенных секций с длиной сверхпроводящей полоски в каждой секции равной 170 мкм. Результаты численного моделирования для случаев с одинаковыми критическими токами во всех секциях и с разными критическими токами в каждой секции представлены на рис. 4.6. Осциллограммы, полученные для трехсекционного образца отображены на рис. 4.7. Как из результатов моделирований, так и из экспериментальных данных видно, что в случае параллельно соединненых сверхпроводящих секций, время спада импульса уменьшается. Однако возникает вероятность возникновения нескольких импульсов напряжения с детектора, при поглощении всего одного фотона. В данной модели однофотонный сверхпроводниковый детектор для увеличения его быстродействия предложено разделить на две секции, каждая из которых представляет собой узкую сверхпроводниковую полоску, изогнутую в виде меандра. Одна из полосок значительно превосходит по длине вторую.
Секции соединены между собой параллельно и заполняют всю приемную площадку. Эквивалентная кинетическая индуктивность такой структуры приблизительно будет равна кинетической индуктивности секции меньшей длины (при условии, что длина короткой секции много меньше длины второй секции, образующей детектор). Используя систему уравнений (4.3) - (4.6), подставив значения индук-тивностей L\, L2 равными 392 нГн и 8 нГн, соответственно, что дает в сумме кинетическую индуктивность полного меандра длиной 500 мкм, были выполнены численные моделирования для случаев одинаковых и разных критических токов в секциях. Результаты вычислений приведены на рис. 4.8. В случае одинаковых критических токов, возможно получить импульс напряжения со временем спада импульса около 60 пс. Однако если критический ток сверхпроводящей полоски меньшей длины, окажется меньше критического тока длинной полоски, то возникнут осцилляции, вызванные многократным переключением более короткой полоски из сверхпроводящего состояния в резистивное и обратно, в течение времени, пока ток, вытесненный при переключении длинной полоски в резистивное состояние не станет меньше разницы критического тока секции с меньшим критическим током и тока смещения (Іс — І&). Т.к. кинетическая индуктивность короткой секции невелика ( в 50 раз меньше кинетической индуктивности всего меандра), то времена нарастания и спада импульса будут приблизительно в 50 раз короче соответствующих времен для обычного меандра. Следовательно, данная секция успеет переключиться многократно из сверхпроводящего состояния в резистивное, пока не установится стабильное состояние системы. Более подробно переключение секции током, вытесненным при переключении секции, параллельно подсоединенной к данной, описано в 4.3. На рис. 4.9 представлено изображение наноструктуры, состоящей из двух полосок существенно отличающихся по длине и электрически соединенных параллельно, полученное с помощью сканирующего электронного микроскопа и осциллограмма импульса, полученного с данной наноструктуры. Время спада импульса, полученного с данной наноструктуры, составляет и 500 пс. Однако данное время ограничено полосой частот усилителей и всего электрического тракта.
