Содержание к диссертации
Введение
Глава 1. Обзор литературы и постановка задачи 19
1.1 Современные одпофотонные детекторы 19
1.2 Однофотонный сверхпроводниковый детектор на основе тонкой пленки NbN 24
1.3 Выбор объекта исследования и постановка задачи 26
Глава 2. Изготовление образцов и методика эксперимента. 28
2.1 Технология изготовления и методы отбора образцов 28
2.2 Описание экспериментальной установки и методики измерений . 37
2.3 Калибровка мощности для определения квантовой эффективности 42
2.4 Особенности методики измерения скорости темпового счета 44
2.5 Выводы 46
Глава 3. Механизм возникновения однофотонного отклика в тонких сверхпроводящих пленках 47
3.1 Формирование и развитие горячего пятна в тонкой сверхпроводящей пленке при поглощении фотона 48
3.2 Однофотонный и многофотонный процессы детектирования тонкой сверхпроводящей пленкой 58
3.3 Выводы 60
Глава 4. Квантовая эффективность сверхпроводникового одно-фотонного детектора 62
4.1 Эффект однофотонного детектирования 63
4.2 Зависимость числа фотоотсчетов от транспортного тока 67
4.3 Зависимость квантовой эффективности от толщины пленки 74
4.4 Выводы 80
Глава 5. Скорость темпового счета и эквивалентная мощность шума 82
5.1 Зависимость скорости темпового счета от транспортного тока. 82
5.2 Эквивалентная мощность шума 89
5.3 Применение 93
5.4 Выводы 98
Заключение 99
Список публикаций автора 103
Литература 108
- Однофотонный сверхпроводниковый детектор на основе тонкой пленки NbN
- Описание экспериментальной установки и методики измерений .
- Однофотонный и многофотонный процессы детектирования тонкой сверхпроводящей пленкой
- Зависимость квантовой эффективности от толщины пленки
Введение к работе
За последние десятилетия появились новые поколения высокочувствительных сверхпроводниковых детекторов. Это и смесители миллиметрового и субмиллиметрового диапазонов волн, и прямые детекторы, и счетчики фотонов, работающие в широком диапазоне волн от микроволнового до рентгеновского. В настоящее время в этой области ведутся активные работы как по улучшению характеристик уже существующих типов сверхпроводниковых детекторов, так и но разработке принципиально новых устройств. Сверхпроводниковые детекторы уже продемонстрировали высокие технические характеристики в радиодиапазоне, в дальнем, среднем и ближнем ИК, в оптическом и рентгеновском диапазонах. Это сделало их пригодными для применения в таких областях, как радиоастрономия, диагностика плазмы, исследование лазеров, детектирование одиночных фотонов в квантовых системах связи.
Значительный прогресс в области разработки компактных криостатов и машин замкнутого цикла снизил стоимость эксплуатации криодетекторов, сделал возможной их эксплуатацию персоналом не имеющим квалификации для работы с низкотемпературной техникой, стало возможно применение таких детекторов на космических спутниках для радиоастрономических наблюдений и систем связи.
Приемники на основе сверхпроводниковых детекторов имеют целый ряд преимуществ перед традиционными высокотемпературными детекторами. В первую очередь, это — высокая чувствительность, обусловленная как малой величиной энергетической щели в сверхпроводнике, так и очень низким уро- венем тепловых шумов. Это и высокое быстродействие обусловленное малой теп л оем костью.
Актуальность разработки сверхпроводниковых однофотонных детекторов инфракрасного диапазона определяется, в первую очередь, всё возрастающими потребностями современной науки и техники, которые уже не в полной мере удовлетворяются техническими характеристиками электровакуумных фотоумножителей (ФЭУ) и лавинных фотодиодов (ЛФД), традиционно используемых в качестве однофотонных детекторов.
Сверхпроводниковые однофотонные детекторы привлекательны в тех областях, где требуется предельная чувствительность для регистрации крайне слабых оптических сигналов. Недавно появилась технология неразрушающе-го анализа неисправностей интегральных микросхем, основанная на детектировании света, излучаемого переключающимися транзисторами и проходящего через кремниевую подложку микросхемы. Ряд компаний ведут активную работу в этом направлении: NPTest-Credence1, Semicaps, Quantum Focus Instruments.
Использование более чувствительных детекторов, обладающих высоким быстродействием и высоким временным разрешением позволит увеличить длину волоконно-оптических линий связи и избежать использования дорогих оптических усилителей. В ряде биомедицинских применений используется техника получения изображений с использованием сверхбыстрых однофотонных детекторов видимого и ИК диапазонов, например, коррелированная по времени флюоресцентная спектроскопия2, а также техника времяпролет-иой оптической томографии3. Использование однофотонных детекторов позволяет повысить чувствительность оптической временной рефлектометрии 2 и (Optical time-domain reflectometry — OTDR)[l].
Квантовые оптические технологии, разработанные для применения в криптографии и метрологии, в том числе основанные на применении спонтанного параметрического рассеяния, ориентированы на использование телекоммуникационных длин волн. Однако квантовая эффективность и шумы детекторов на основе ЛФД и ФЭУ в настоящее время ограничивают длину квантовокриитографического канала до 100 км[2] — основное ограничение в большинстве реализаций. Квантовая метрология также нуждается в одно-фотонных детекторах для таких применений как квантовая оптикокогерент-ная томография (quantum optical-coherence tomography) [3]. В долгосрочной перспективе все квантовые информационные технологии получат большую выгоду от доступности эффективных и быстрых однофотонных детекторов.
В сложившейся ситуации актуальным является экспериментальное исследование возможностей однофотониого детектирования в однородных тонких сверхпроводящих плёнках. Это объясняется как относительной простотой изготовления практических топкопленочных детекторов, так и возможностью достижения высокой чувствительности и рекордно высокого быстродействия и временного разрешения.
В настоящей работе исследуется новый эффект однофотониого детектирования в узких и тонких сверхпроводящих плёнках (мостиках) в условиях протекания электрического тока близкого к критическому току распаривания. На основе этого эффекта предложен новый тип однофотониого детектора оптического и ИК диапазонов [4]. Детектор потенциально обладает высоким быстродействием (длительность отклика на мостиках длиной 1—10 мкм сотавляла около 180 пс), квантовой эффективностью, составляющей десятки процентов в видимом и ближнем ИК диапазонах, малой скоростью темпового счета (~ 10~4с-1) и рекордно малым джиттером (нестабильностью времени возникновения отклика относительно момента поглощения фотона, которая составляет ~ 35 пс). Кроме того, предложенные детекторы пригодны для изготовления матричных приемников. При этом, в отличие от ЛФД, в сверхпроводящих детекторах при поглощении фотона не возникает паразитной фотоэмиссии, засвечивающий соседние элементы матрицы.
Целью диссертационной работы являлось исследование механизма возникновения резистивного состояния в узких полосках из тонкой однородной сверхпроводящей плёнки NbN как при поглощении одиночных фотонов оптического и ИК излучений, так и в отсутвие падающего излучения (ложные срабатывания, обуславливающие темновой счет детектора). Это включало в себя определение условий однофотонного детектирования, исследование влияния геометрии структур (ширины полоски, толщины пленки) на квантовую эффективность на различных длинах волн в интервале 0.56—1.55 мкм и на вероятность возникновения ложных срабатываний (темпового счета), измерение величины эквивалентной мощности шума.
В качестве объекта исследования выбраны сверхпроводящие полоски шириной от 150 нм до 200 нм и длиной от 36 мкм до 350 мкм, изготовленные методом электроннолучевой литографии из плёнок NbN толщиной 3.5 нм и 10 нм. Плёнки наносились на сапфировую подложку методом магнетронного распыления Nb в газовой смеси N2 и Аг. Работа предполагала дальнейшее применение полученных результатов для создания практических детекторов. Поэтому для удобства фокусировки излучения на детектор, полоска изготавливалась не прямой, а изогнутой в виде меандра, покрывающего площадку 4 мкм х 4 мкм или 10 мкм х 10 мкм.
Предмет работы включает в себя:
Разработку и изготовление экспериментальной установки, обеспечивающей измерение квантовой эффективности исследуемых образцов при рабочей температуре 4.2 К в интервале длин волн 0.56—1.55 мкм с использованием непрерывных источников излучения.
Разработку и изготовление экспериментальной установки для измерения скорости темпового счета исследуемых образцов при температуре 4.2 К.
Разработка теоретической модели, описывающей отклик тонкой сверхпроводниковой пленки NbN на поглощение ИК фотона.
Измерение квантовой эффективности исследуемых структур в зависимости от рабочего тока, длины волны излучения, геометрических размеров приёмных элементов и толщины пленки.
Измерение зависимости скорости темпового счета от величины рабочего тока и геометрических размеров образцов и толщины пленки. Получение величины эквивалентной мощности шума.
Сравнение полученных экспериментальных результатов с модельными теоретическими расчётами.
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 одиофотониость отклика. Уникальность предлагаемых методов исследования в первую очередь определяется спецификой исследуемого объекта: сверхпроводниковые наноструктуры представляют собой полоски в форме меандра, толщина которых меньше или сравнима с длиной когерентности куперовских пар, а ширина больше длины когерентности, но гораздо меньше глубины проникновения магнитного поля.
Кроме того, неравновесные процессы исследуются при температуре ~ 0.5ТС, но в присутствие тока, близкого к критическому.
В процессе работы были получены следующие новые научные результаты:
Разработана модель, описывающая формирование резистивной области ("горячего пятна") при поглощении фотона узкой полоской из сверхпроводящей пленки, а также последующую динамику развития этой области.
Для узких полосок из тонкой сверхпроводящей пленки NbN исследована зависимость квантовой эффективности от транспортного тока на длинах волн 0.56, 0.67, 0.94, 1.26, 1.55 мкм при температуре 4.2 К.
Исследована зависимость квантовой эффективности от толщины пленки NbN, из которой изготовлена сверхпроводящая полоска. Уменьшение толщины пленки с 10 до 3.5 нм приводит к увеличению квантовой эффективности в ИК диапазоне в 30-40 раз.
Исследована зависимость скорости темпового счета от транспортного тока для узких полосок из пленки NbN толщиной 3.5 и 10 нм при температуре 4.2 К. Скорость темпового счета экспоненциально зависит от транспортного тока. Показатель экспоненты увеличивается с увеличением толщины пленки.
Измерена эквивалентная мощность шума детекора на основе узкой полоски из тонкой сверхпроводящей пленки NbN в диапазоне длин воли 0.56 — 1.55 мкм при температуре 4.2 К.
На основании экспериментальных результатов по измерению зависимостей квантовой эффективности от транспортного тока произведена оценка размеров образующейся резистивпой области при поглощении фотонов. Результаты этой оценки, выполненные для различных длин волн и для различных толщин пленки, согласуются с выводами теоретической модели.
На защиту выносятся следующие положения:
При поглощении фотона полоской шириной 150 — 200 нм из сверхпроводящей пленки NbN толщиной 3.5 — 10 нм, несущей транспортный ток близкий к критическому, формируется резистивная область ("горячее пятно") размером порядка длины термализации, но существенно меньше ширины полоски. После этого транспортный ток вытесняется в боковые области вокруг "горячего пятна", где его плотность становится выше критической, приводя к появлению напряжения на концах полоски.
Квантовая эффективность детектирования фотонов узкой и тонкой сверхпроводящей полоской из NbN экспоненциально падает с уменьшением транспортного тока, при некотором пороговом значении тока зависимость квантовой эффективности от транспортного тока переходит в экспоненту с большим показателем. Пороговое значение тока уменьшается с уменьшением длины волны излучения и с уменьшением толщины пленки: при толщине 10 им значения порогового тока составляют от 0.81/с (длина волны 0.56 мкм) до 0.884 (1.26 мкм), а при толщине пленки 3.5 нм — от 0.65/с (0.56 мкм) до 0.80/с (1.55 мкм).
Максимальные значения квантовой эффективности при толщине пленки NbN 10 нм и / « 0.99/с составили 6%, 3%, 0.7%, 0.3% и 0.15% на длинах волн 0.56 мкм, 0.67 мкм, 0.94 мкм, 1.26 мкм и 1.55 мкм, соответственно.
При толщине пленки NbN 3.5 нм квантовая эффективность на токах близких к критическому достигает 20% в видимом диапазоне (на длинах воли 0.56 мкм и 0.67 мкм) и 10% и 6% в ИК диапазоне на практически важных длинах волн 1.26 мкм и 1.55 мкм, соответственно.
Уменьшение толщины пленки NbN с 10 нм до 3.5 нм приводит к увеличению квантовой эффективности в 30—40 раз в ИК диапазоне, что объясняется увеличением радиуса "горячего пятна" и, как следствие, снижением влияния неровности края полоски.
Скорость темповых отсчетов, возникающих в тонкой и узкой сверхпроводящей полоске из NbN, экспоненциально зависит от транспортного тока. Показатель экспоненты увеличивается с увеличением толщины пленки. Минимальное значение скорости темповых отсчетов составило 6 х Ю-4 с-1.
Эквивалентная мощность шума детектора на основе тонкой и узкой сверхпроводящей полоски из NbN при температуре 4.2 К на практически значимых длинах волн 1.55 и 1.26 мкм составила 2 х Ю'^Вт/Гц1'2 и 6 х 10_18Вт/Гц1//2, соответственно.
Практическая значимость работы.
Практическим результатом работы явилось создание детектора одиночных фотонов на основе исследованного в настоящей работе эффекта одиофо-топпого детектирования оптического и ИК излучений. Детектор представляет собой меандр размером Юмкм х Юмкм из плёнки NbN толщиной 3.5 нм и обладает рекордными характеристиками в диапазоне электромагнитного излучения 1.3-1.5 мкм. Этот детектор положен в основу тестера микросхем, который анализирует работу схемы путём регистрации ИК импульсов, излучаемых КМОП транзисторами [5, 6, 7].
Масштабность сферы применения результатов работы определяется тем, что рекордная чувствительность и быстродействие однофотонных детекторов на основе исследуемых наноструктур позволяет достичь значительного прогресса в волоконно-оптических телекоммуникационных технологиях, квантовой криптографии, квантовых компьютерах, дистанционном зондировании, радиоастрономии, системах контроля и безопасности, медицине и фармакологии. Кроме того, современные корреляционные методы исследования одно-фотонных источников (квантовых точек) и бифотонных запутанных состояний в нелинейной оптике также могут получить существенное продвижение с улучшением характеристик однофотонных детекторов.
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 главе 1 даётся обзор литературы по одпофотоиным детекторам, а также по исследованиям воздействия слабых потоков оптического и ИК излучений на тонкие сверхпроводящие плёнки, рассматриваются явления, возникающие при воздействии около критических токов па локальные возбуждения в узких сверхпроводящих мостиках, обосновывается и ставится задача настоящего исследования.
В главе 2 описываются технология изготовления и методы отбора исследуемых образцов. Дан перечень образцов и указаны их параметры. Приведены технические характеристики экспериментальной установки и её блок-схема. Здесь же изложены методики измерения квантовой эффективности и скорости темпового счета исследуемых образцов.
В главе 3 изложена теоретическая модель, описывающая процесс формирования резистивиой области при поглощении фотона топкой сверхпро- водящей пленкой, предложенная авторами для объяснения исследуемого в настоящей работе эффекта однофотонного детектирования. Проведена оценка влияния джоулева разогрева и условия самопроизвольного восстановления сверхпроводящего состояния после поглощения фотона. Определены условия наблюдения однофотоиных и миогофотоииых процессов детектирования.
В главе 4 представлены результаты измерения квантовой эффективности образцов. Исследована зависимость квантовой эффективности от транспортного тока образца. Определены условия однофотонного детектирования. Установлена зависимость квантовой эффективности от геометрии образца: размера детектора, толщины пленки. На основании полученных результатов произведена оценка образующейся резистивной области и произведено сравнение с выводами теоретической модели.
В главе 5 описаны исследования скорости темнового счета образцов. Установлена зависимость скорости темнового счета от транспортного тока образца. Установлена связь скорости темнового счета с геометрическими размерами образца. На основании полученных значений квантовой эффективности и скорости темнового счета вычислена эквивалентная мощность шума. Также в этой главе описан современный метод оптической диагностики микросхем с пикосекундным разрешением и приводится результат применения сверхпроводящего детектора на основе тонкой NbN плёнки в тестере микросхем.
В Заключении сформулированы научные результаты, полученные в диссертации.
Результаты настоящего исследования опубликованы в 20 печатных работах и представлены в 11 докладах на российских и международных конференциях, список которых приведён в конце диссертации.
Работа велась в сотрудничестве с исследовательской группой лаборатории лазерной техники Рочестерского университета, США. Результаты иссле- довапия зависимости квантовой эффективности от транспортного тока, а также скорости темпового счета, впервые полученных в настоящей работе, были в последствии полностью подтверждены проведёнными в Рочестерском университете аналогичными исследованиями. Данное обстоятельство нашло своё отражение в совместных публикациях. Кроме того, результаты измерения квантовой эффективности, полученные нами для практических детекторов, согласовывались с последующими результатами измерений, выполненных в компании NPTest, которая использовала эти детекторы в тестерах микросхем.
Однофотонный сверхпроводниковый детектор на основе тонкой пленки NbN
Для достижения максимальной чувствительности сверхпроводникового однофотонного детектора необходимо обеспечить наибольший квантовый выход, т.е. количество квазичастиц, образующихся после поглощения фотона. Это достигается при выполнении условия тее тс, где тее — время электрон-электронного неупругого рассеяния, а те — время релаксации энергии электронов. В этом случае вся энергия поглощённого излучения сначала распределится только но электронной подсистеме. В достаточно тонких плёнках наблюдается явление электронного разогрева, когда между электронной и фоношюй подсистемами не устанавливается термодинамического равновесия [27, 28, 29, 30, 31, 32, 33]. Это возникает, если теі) тр/1(;, где res — время ухода энергичных фононов из плёнки, а трііе — время пеуиругого рассеяния фоно-нов на электронах. При электронном разогреве отсутствуют энергетические потери на болометрический нагрев плёнки в целом, и быстродействие прибора полностью определяет величина тр11е. Реализация обоих из перечисленных условий приводит к высокой чувствительности приёмников с одновременным повышением их быстродействия [34, 35, 36, 37, 38, 39, 40]. В работах [41, 42] исследовались отклики фотодетекторов (неодиофо-тонных) из топких сверхпроводящих NbN плёнок на воздействие импульсного излучения ближнего ИК диапазона. Выбор материала обусловлен тем, что при температурах ниже температуры сверхпроводящего перехода в тонких плёнках неупорядоченных сверхпроводников, к которым относится NbN, за счёт интенсивного примесного рассеяния происходит усиление электрон-электронного рассеяния [43] и существенное ослабление неупругого электрон-фононного [44]. Исследование релаксации проводимости тонких плёнок NbN в резистивном состоянии [35] показало, что даже при хорошем акустическом согласовании материалов плёнки и подложки электронный разогрев наблюдается в плёнках NbN с толщиной не более 40 нм. Длительность отклика фотодетектора из сверхпроводящей NbN плёнки толщиной менее 10 нм на оптические импульсы оказалась короче 30 пс, что раскрывает широкие возможности для его практического применения. Но при поглощении одного фотона возникает нагрев электронов в небольшой области плёнки, с размерами гораздо меньшими размеров самой структуры, что не приводит к возникновению сопротивления фотодетектора.
Переход всей плёнки из сверхпроводящего состояния в нормальное требует значительного потока излучения. В работе [45] рассматривалось формирование и динамика развития "горячего пятна" в тонкой металлической пленке. Однако обнаружение малого изменения сопротивления в нормальном металле, вызванное возникновением "горячего пятна" технически весьма сложно. Другое дело — сверхпроводники: обнаружение даже малого сопротивления при переходе из сверхпроводящего состояния в резистивное гораздо более простая задача. Для этого необходимо только, чтобы "горячее пятно" перекрывало всё сечение сверхпроводящей полоски, в противном случае оно останется зашунтироваио сверхпроводящими областями. Но диаметр "горячего пятна", образующегося при поглощении ИК фотона пленкой NbN, столь мал, что современными технологическими средствами не возможно изготовить сверхпроводящую полоску равных ему поперечных размеров с удовлетворительными физическими характеристиками. Поэтому в работе [46] предложено изготавливать детектор в виде полоски субмикронной ширины из тонкой сверхпроводящей плёнки NbN и пропускать по ней электрический ток близкий к критическому току. Квант света воздействует на плёнку, иаходяїцуюся около неустойчивой точки перехода, когда небольшое внешнее возмущение способно привести к заметным изменениям в системе квазичастиц и сверхпроводящего конденсата.
В той же работе было показано, что детектор обладает однофотонной чувствительностью в видимом и ближнем ИК диапазонах. Длительность отклика составляла сотни пикосекунд при джиттере около 35 пс, что обуславливало дальнейшую перспективность работ в этом направлении. В частности, одним из основных недостатков рассмотренного детектора была низкая эффективность, вызванная, в том числе, и сложностью фокусировки излучения на площадку столь малых размеров. Из представленного обзора видно, что дальнейшее исследование одно-фотонного отклика в узких сверхпроводящих полосках из тонкой пленки NbN является перспективной и практически значимой задачей. В качестве объекта исследования выбраны сверхпроводящие полоски шириной от 150 нм до 200 нм и длиной от 3G мкм до 350 мкм, изготовленные методом электроннолучевой литографии из плёнок NbN толщиной 3.5 им и 10 им. Для удобства фокусировки излучения на детектор, полоска изготавливалась не прямой, а изогнутой в виде меандров, покрывающих площадки 4 мкм х 4 мкм или 10 мкм х 10 мкм. Перед началом исследования были поставлены следующие задачи: Разработать модель, описывающую формирование резистивной области ("горячего пятна") при поглощении фотона узкой полоской из тонкой сверхпроводящей пленки, а также последующую динамику развития этой области. Оценить влияние саморазогрева сверхпроводящей полоски, находящейся в резистивном состоянии после поглощения фотона и определить условия самостоятельного восстановления сверхпроводимости после поглощения фотона. Для узких сверхпроводящих полосок из тонкой пленки NbN исследовать зависимость квантовой эффективности детектирования фотонов от транспортного тока образца при температуре 4.2 К для длин волн в диапазоне 0.56 — 1.55 мкм.
Описание экспериментальной установки и методики измерений .
Для исследования квантовой эффективности и скорости темпового счета сверхпроводящих детекторов на основе тонких пленок NbN была разработана экспериментальная установка. Её блок-схема представлена на рисунке 2.2.
Измерительный макет представлял собой шток, габаритные размеры которого позволяли производить измерения в транспортном сосуде СТГ-40. На одном конце макета размещался держатель образца. Исследуемый образец закреплялся в держателе с помощью двух упругих проволочных прижимных пружин из фосфористой бронзы. Они же обеспечивали электрический контакт образца. Электрическое смещение образца в рабочую точку осуществлялось через адаптер смещения, смонтированный на одном держателе с образцом и представлявшим собой либо LC-фильтр, либо RC-фильтр низких частот. Из-за наличия паразитных межвитковых емкостей LC-фильтр несколько уступал RC-фильтру, поэтому в большинстве экспериментов использовался адаптер смещения на основе RC-фильтра нижних частот. Граничные частоты фильтров подбирались близкими к 10 МГц. Схема адаптера смещения приведена на врезке "в" на рисунке 2.2. Величина сопротивления R\ выбиралась в диапазоне 20—100 Ом, ёмкость С\ составляла 1000 пФ, а проходная емкость Сч подбиралась около 100 пФ. Излучение к образцу подводилось по волоконно-оптическому жгуту. Жгут состоял из большого числа оптических волокон, каждое диаметром 50 мкм (врезка "г" на рис. 2.2). Образец прижимался к торцу жгута без какой-либо дополнительной фокусировки излучения, которое, проходя через сапфировую подложку образца, попадало на пленку NbN (врезка "б" на рис. 2.2). Благодаря тому, что диаметр светопесущей части жгута составлял 1 мм, установка образца в держатель не требовала дополнительной юстировки с микронной точностью. Фотоотклик образца, представляющий собой электрический импульс длительностью от сотен пикосекунд до нескольких наносекунд в зависимости от типа образца, передавался из адаптера смещения через разделительный конденсатор Сг на коаксиальный кабель с волновым сопротивлением 50 Ом. Кабель выводился на втором конце штока на SMA-разъём для подключения высокочастотных усилителей. На втором конце штока также монтировались разъёмы для подключения источника смещения образца и второй конец волоконно-оптического жгута. В качестве источника смещения использовался самодельный высокостабилизированный источник, позволявший работать по постоянному току как в режиме генератора тока, так и в режиме генератора напряжения.
Отклик с образца передавался на цепочку усилителей. Далее через согласованный СВЧ тройник сигнал передавался на скоростной осциллограф С7-19 для визуального наблюдения, контроля и настройки установки, а также на электронный счетчик-частотомер 43-54 для подсчета количества импульсов с детектора. Осциллограф С7-19 работает в полосе до 5 ГГц и позволяет наблюдать одиночные импульсы с временным разрешением до 50 не. Изображение с экрана осциллографа с помощью цифровой камеры Tektronix можно было передать в память компьютера для дальнейшего анализа. В ряде случаев, когда не требовалось ни наблюдение одиночных импульсов с образца, ни высокая точность в измерении длительности фотоотклика, вместо С7-19 использовался осциллограф С1-97 с полосой 300 МГц.
В эксперименте использовались следующие типы усилителей в различных комбинациях: M4213G, М42118 (или апалогичый М42118-1), М42143 и УЗ-33. Характеристики усилителей приведены в таблице 2.4. В зависимости от величины критического тока образца коэффициент передачи всей цепочки
Поскольку при коэффициенте передачи более 80 дБ усилители начинали возбуждаться, перед последним усилителем обычно ставился аттенюатор на 6 — 10 дБ. Усилитель УЗ-33 использовался в последнем каскаде благодаря большой выходной мощности: он позволял получать амплитуду сигнала 1 Вс образцов с критическим током менее 40 мкА при длительности до нескольких наносекунд. Следует отмстить, что первая комбинация была наиболее универсальной и пригодной для исследования большинства образцов. Вторая комбинация использовалась только для исследования образцов, изготовленных из пленки толщиной 10 им и имевших критический ток более 100 мкА. Третья комбинация использовалась для исследования образцов с большой длительностью отклика (более 10 не), однако из-за шлсокого коэффициента шума этих усилителей была не удобна для исследования образцов с критическими токами менее 10 мкА. Во всех комбинациях было допустимо заменять во втором каскаде усилители М42118 на усилители М42136.
Кроме того, было замечено, что входной импеданс всех используемых усилителей М42118 несколько отличался от 50 Ом. При их использовании в первом каскаде, это приводило к появлению хороню различимого на экране осциллографа отраженного сигнала. Для устранения этого эффекта между макетом и входом усилителя включался аттенюатор 3 дБ.
Отличительной особенностью осциллографа С7-19 являлось отстутствие встроенной схемы запуска исследуемым сигналом. Поэтому сигнал с усилителей делился СВЧ тройником (на рис. 2.2 не показан), одна часть сигнала шла на вход "Световой", а вторая часть через линию задержки шла на вход "Y" осциллографа С7-19. На временах развертки более 10 не/деление использовались стандартные линии задержки на 15 не от осциллографов С7-19 и С9-9. На меньших временах использовались линии задержки в несколько наносекунд.
Однофотонный и многофотонный процессы детектирования тонкой сверхпроводящей пленкой
С увеличением ширины полоски пороговое значение транспортного тока растет. Однако величина транспортного тока ограничена тепловыми флукту- ациями. Разница между критическим током и транспортным током должна быть в несколько раз больше корня из среднего квадрата флуктуации кри- тического тока 5jc = - 6Т, где ST = т с = се ехр(- г) и сс — электронная удельная теплоемкость при температуре перехода. Соответствующий объем V = wd, представляет собой часть пленки длиной равной длине когерентности . Уменьшение плотности критического тока в этом объеме ниже плотности транспортного тока будет приводить к потере фазовой когерентности между примыкающими частями сверхпроводника и, как следствие, возникновению центра проскальзывания фазы. Для наблюдателя возникающий при этом импульс напряжения неотличим от импульса, возникающего при поглощении фотона. С другой стороны, для фиксированной величины плотности транспортного тока минимальная энергия фотона, который может быть зарегистриро- ван таким образом уменьшается с уменьшением ширины пленки. Существует, однако, нижний предел энергии фотона, не зависящий от ширины пленки. Возникновение нормального пятна возможно только если скорость размножения превосходит скорость диффузии.
Приравнивая С(0, t) из (3.7) к N(0)kt,Tc, используя аналитическое выражение для коэффициента размножения (3.8), и пренебрегая Со, получаем для времен -J- 1 минимальное значение кван-тового выхода К достаточное для получения концентрации квазичастиц в точке г = 0 равной равновесной концентрации при критической температуре. Обычно экспериментальное значение квантового выхода для определенного материала при определенной температуре несколько меньше верхнего теоретического предела hu/A, а именно К = ф (%\. Коэффициент п отвечает, например, за потери энергии на генерацию "субщелевых" фононов, которые не могут создавать квазичастицы, пока щель не исчезнет. Для заданного п нижний предел энергии фотона можно оценить как є « nAN k TcDdTi . Для NbN оценка величины є дает энергию фотона около 85 мэВ (что соответствует длине волны 15 мкм). Представляет интерес то, как может проявляться многофотонный процесс. Если по каким-то причинам пленка не реагирует на отдельные фотоны, существует некоторая вероятность одновременного поглощения двух, трех и более фотонов, что будет приводить к возникновению импульса напряжения. Чтобы это произошло, эти N фотонов должны попасть в объем ограниченный шириной пленки, длиной термализации, оптическим путем, соответствующим времени термализации. Предположим, что поток фотонов настолько слаб, что среднее число фотонов в этом объеме и меньше единицы. Флуктуации в таком разреженном фотонном газе можно описать классически.
Вероятность большой флуктуации задается распределением Пуассона UNcxp uK Поскольку й пропорционально интенсивности излучения, экспериментально обнаруживаемая зависимость числа срабатываний в единицу времени от интенсивности излучения делает возможным определение числа фотонов, ответственных за одиночное срабатывание. Так пока й С 1 и, следовательно, ехр(-и) « 1, для однофотонного режима (N = 1) скорость счета должна быть пропорциональна интенсивности излучения. Для двухфотонного режима (N = 2) скорость счета пропорциональна квадрату интенсивности излучения, и т.д. В тонких пленках грязных сверхпроводников, таких как NbN, при поглощении фотона образуется локальная область, в которой концентрация неравновесных квазичастиц превышает их равновесную концентрацию Сп при Т = Тс. Сверхпроводимость в этой области ("горячем пятне") будет подавлена. В пленках NbN толщиной 3.5—10 нм максимальный радиус "горячего пятна" по порядку величины равен длине термализации Ьцп равной примерно 20 нм. При этом, протекающий по пленке транспортный ток, близкий к критическому, начинает обтекать резистивную область, и если его плотность превышает критическую, всё сечение полоски становится резистивным. Динамика развития резистивного состояния определяется соотношением мощности теплопритока из-за джоулева разогрева и мощности теилоотвода. Количественно это соотношение определяется параметром Стекли. Было показано, что для обеспечения работы детектора без внешнего "сброса", необходимо реализовать режим смещения детектора по напряжению (хотя бы па переменном токе). Если величина образовавшегося "горячего пятна" не достаточна для того, чтобы плотность тока, обтекающего его привысила критическую, однофото-ное детектирование становится невозможным. Однако при этом есть вероятность возникновения миогофотошюго процесса. Для этого необходимо, чтобы за время существования "горячего пятна" от первого фотона, еще один или несколько фотонов были поглощены в непосредственной близости от него. Расстояние между этими фотонами должно быть таким, чтобы их "горячие пятна" перекрывались, образуя достаточно большую резистивную область, обтекая которую, транспортный ток превысит критическое значение.
Зависимость квантовой эффективности от толщины пленки
Воспользовавшись методикой калибровки мощности диодов, описанной в 2.3, можно пересчитать зависимости числа фотоотсчетов от тока образца, рассмотренные в предыдущем параграфе, в зависимости квантовой эффективности от тока. На рисунке 4.7 представлен результат измерения квантовой эффективности образца 8Ш20 — одного из лучших образцов из пленки толщиной 10 им. Этот образец имел площадку размером 4 мкм х 4 мкм, полная длина полоски составляла 36 мкм, а ширина — около 200 нм. Критический ток составил 126.4 мкА.
Естественно, зависимость квантовой эффективности от транспортного тока носит такой же характер, как и числа фотоотсчетов от транспортного тока (см. 4.2 и выражение (4.1)). Следует отметить, что однофотонный режим детектирования наблюдался во всем диапазоне исследованных токов от ().75/с ДО 1с.. Это проверялось путем измерения зависимости числа отсчетов от количества фотонов, падающих на детектор. Результат подобной проверки представлен на рис. 4.8. Измерения проводились для образца 81№20. Светлыми значками отмечены результаты измерения на токе / = 0.98/с, темными — на токе / = 0.83/с. Как видно, число отсчетов в единицу времени пропорционально первой степени числа фотонов, падающих на образец. В главе 3 было показано что такая зависимость наблюдается для однофотонного режима детектирования.
Максимальные значения квантовой эффективности при / « 0.99/с составили 6%, 3%, 0.7%, 0.3% и 0.15% на длинах волн 0.56 мкм, 0.67 мкм, 0.94 мкм, 1.26 мкм и 1.55 мкм соответственно.
Интересно сравнить эти значения с коэффициентом поглощения пленки. Строго говоря, для правильного определения предельно достижимого значения г] следовало бы рассчитывать коэффициент поглощения не сплошной пленки, а структурированной. Но мы ограничимся более грубой оценкой — оценкой коэффициента поглощения неструктурированной пленки. Для сплошной металлической пленки на диэлектрической подложке коэффициент поглощения б дается выражением [G2]: где Rs — поверхностное сопротивление (сопротивление квадрата) пленки, Zo = 377 Ом — волновое сопротивление вакуума, п — коэффициент преломления подложки. ВЕ іражение (4.3) справедливо для пленок, толщина которых много меньше глубины скин-слоя. Для сапфира п — 1.72. Пленка NbN толщиной 10 нм, из которой был изготовлен этот образец имела Rs « 160 Ом/квадрат. Это дает є = 36%.
Возможная причина низкой квантовой эффективности может заключаться в неровностях края сверхпроводящей полоски. Величина критического тока зависит от площади поперечного сечения полоски и определяется самым узким местом, в котором площадь сечения минимальна. Это означает, что даже если детектор работает при I = 1с значительная часть его длины на самом деле работает при / 1С. Например, если ширина полоски 170 нм, а заужение составляет 160 нм, то основная часть полоски работает при I/Ic = 0.94. Из рисунка 4.7 видно, что на длинах волн 1.26 и 1.55 мкм квантовая эффективность при I/Ic = 0.94 падает в 4 и 10 раз соответственно. Для нескольких образцов была выполнена оценка неоднородности ширины полоски. Образец сканировался на микроскопе атомных сил (AFM). При сканировании образец располагался так, чтобы полоски меандра были перпендикулярній линиям сканирования. В результате сканирования получается профиль высот исследуемой структуры. Далее, брались фрагменты полосок образца, снятые с высоким разрешением. Например, на рисунке 4.9 представлен результат сканирования двух полосок образца 995№10, изготовленного из пленки толщиной 10 им. После этого измерялась ширина полоски в сечении каждой линии сканирования и строилась гистограмма. На рисунке 4.10 представлена подобная гистограмма для образца 995№10. Видно, что ширина полоски лежит в диапазоне от 160 до 180 нм, при этом примерно 35% (максимум гистограммы) длины имеет ширину 170—175 нм. Это означает, что даже если образец будет работать при / = 1С, примерно 35% его длины будут работать при 0.93/г, а, учитывая, что еще примерно 45%) гистограммы лежат правее от максимума, получаем, что примерно 80% длины образца будут работать при / 0.93/с.
