WWW.DISSERS.RU

БЕСПЛАТНАЯ ЭЛЕКТРОННАЯ БИБЛИОТЕКА

   Добро пожаловать!


На правах рукописи

Андрианов Виктор Александрович

ФИЗИЧЕСКИЕ ПРОЦЕССЫ В СВЕРХПРОВОДЯЩИХ ТУННЕЛЬНЫХ ДЕТЕКТОРАХ ЯДЕРНЫХ ИЗЛУЧЕНИЙ

01.04.01 - Приборы и методы экспериментальной физики

Автореферат диссертация на соискание ученой степени доктора физико-математических наук

Москва – 2011

Работа выполнена в Научно-исследовательском институте ядерной физики имени Д.В. Скобельцына Московского государственного университета имени М.В. Ломоносова

Официальные оппоненты:

доктор физико-математических наук Овсянников Геннадий Александрович доктор физико-математических наук Соболев Александр Георгиевич, доктор физико-математических наук, профессор Чеченин Николай Гаврилович.

Ведущая организация: Национальный исследовательский центр «Курчатовский институт»

Защита диссертации состоится 17 февраля 2012 года в 10-00, на заседании диссертационного совета Д 002.231.03 при Учреждении Российской академии наук Институте радиотехники и электроники им. В.А.

Котельникова РАН по адресу: 125009, Москва, ул. Моховая 11, корп. 7.

С диссертацией можно ознакомиться в библиотеке Учреждения Российской академии наук Института радиотехники и электроники им. В.А.

Котельникова РАН.

Автореферат разослан « »______________201__ г.

Ученый секретарь диссертационного совета кандидат физико-математических наук В.Н. Корниенко

Общая характеристика работы

1.

Актуальность темы Детекторы, основанные на использовании сверхпроводящих туннельных переходов (СТП-детекторы), обладают рекордным энергетическим разрешением, более чем на порядок превышающим разрешение традиционных полупроводниковых детекторов. Низкий энергетический порог позволяет регистрировать кванты излучения или частицы в широком диапазоне энергий от десятков кэВ до долей электрон-вольта.

Иными словами, данные детекторы могут быть использованы для регистрации мягкого рентгеновского, ультрафиолетового, оптического и даже инфракрасного излучения.

С помощью СТП-детекторов можно регистрировать -частицы, осколки деления и другие ядерные частицы (например, гипотетические частицы темной материи) при условии, что их энерговыделение не превышает 100 кэВ. СТП-детекторы могут быть использованы в прецизионной гамма-, рентгеновской и ультрафиолетовой спектроскопии, в рентгеновской и оптической астрономии, для регистрации тяжелых биомолекул, для работы с мощными пучками излучения и в других приложениях. В связи с этим, работы по изучению и разработке СТП-детекторов являются актуальными и важными.

СТП-детекторы являются принципиально новыми устройствами, не реализованными ранее. Изучение таких устройств позволяет получить новые данные относительно поведения неравновесных квазичастиц и фононов, возникающих в сверхпроводниках при поглощении в них квантов излучения или частиц. СТП-детекторы имеют многослойную структуру электродов и являются удобными объектами для детального изучения эффектов теории близости.

Формирование сигнала и собственные шумы данных детекторов являются результатом взаимовлияния ряда процессов и представляют самостоятельный научный интерес. Обеспечение оптимальных условий работы СТП-детекторов требует выполнения целого ряда условий, что имеет как общее, так и прикладное значение.

2. Цель работы Целью настоящей работы является изучение физических процессов и разработка основ создания сверхпроводящих туннельных детекторов ядерных излучений, имеющих многослойную структуру электродов и реализующих принцип энергетических ловушек квазичастиц.

3. Основные положения, выносимые на защиту 1. Разработка и экспериментальные исследования образцов туннельных детекторов с многослойной структурой электродов, в том числе, детекторов с трехслойным электродом Al/Nb/NbN, обеспечивающим условия направленной диффузии квазичастиц к туннельному барьеру, и детекторов с пассивными электродами Al/Nb и Ti/Nb. Исследования детекторов со структурой Ti/Nb/Al,AlOx/Al/Nb/NbN, имеющих энергетическое разрешение 90 эВ на рентгеновской линии 6 кэВ, что в 1.7 раза лучше разрешения кремниевых полупроводниковых детекторов.

2. Анализ временной формы сигналов и собственных шумов СТП-детекторов, учитывающий конкуренцию электронного и дырочного каналов туннелирования и режим многократного туннелирования квазичастиц. Получение аналитического выражения для собственной ширины линии. Вывод о том, что конкуренция каналов туннелирования ведет к заметному уширению линии СТП-детекторов.

Расчет допустимых значений электрических параметров СТП-детекторов, обеспечивающий заданный уровень электронных шумов (например, 80 эВ, 40 эВ и т.д.).

3. Разработка диффузионной модели туннельных детекторов, учитывающей двумерное диффузионное движение квазичастиц, их туннелирование и гибель, как в объеме электрода, так и вблизи боковых граней, в том числе для электродов ромбической формы. Анализ энергетического разрешения детекторов, в условиях зависимости сигнала от координаты поглощения кванта (неоднородное уширение). Расчет формы спектральной линии для детекторов, имеющих различную форму электродов.

Сравнение расчетов с экспериментальными данными.

4. Экспериментальные исследования зависимости амплитуды сигнала СТП-детектора от энергии поглощенного кванта, проведенные методом рентгеновской флюоресценции.

Обнаружение сильной нелинейности отклика детектора, обусловленной собственной рекомбинацией неравновесных квазичастиц.

5. Разработка диффузионной модели СТП-детекторов с учетом рекомбинационных потерь. Согласованное описание, как формы спектральной линии детектора, так и нелинейной зависимости амплитуды сигнала от энергии поглощенного кванта. Вывод о том, что собственная рекомбинация неравновесных квазичастиц является одним из основных механизмов деградации энергетического разрешения. Формула для оценки вклада рекомбинационных потерь в сигнал детектора.

6. Результаты экспериментальных исследований СТП-детекторов со структурой Ti/Nb(1)/Al,AlOx/Al(2)/Nb(2)/NbN: Оптимизация конструкции детекторов с точки зрения улучшения энергетического разрешения и улучшения качества спектров.

7. Создание двумерной диффузионной модели стриповых позиционно-чувствительных СТП-детекторов. Анализ влияния краевых и рекомбинационных потерь квазичастиц на амплитуды сигналов и их зависимость от координаты поглощения кванта в поперечном направлении. Анализ уширения спектральной линии и искажения ее формы.

4. Новизна основных результатов 1. Впервые исследованы СТП-детекторы с многослойной структурой электродов (Al/Nb/Al,AlOx/Al/Nb/NbN) и Ti/Nb/Al,AlOx/Al/Nb/NbN, в которых основной поглощающий электрод состоял из трех слоев: Al/Nb/(NbN), а противоположный электрод содержал два слоя - Al/Nb или Ti/Nb, где слои-ловушки Al или Ti имели меньшую ширину сверхпроводящей щели и обеспечивали быстрое поглощение неравновесных квазичастиц. Такие детекторы получили название СТП-детекторов с пассивным электродом. Лучшее энергетическое разрешение при рабочей температуре 1.25 К составило 90 эВ для линии 6 кэВ.

2. Впервые рассмотрено подавление джозефсоновского поля внешним магнитным полем и структура мод Фиски в СТП-детекторах, имеющих электроды ромбической формы.

3. Впервые рассмотрены собственные шумы СТП-детекторов в режиме многократного туннелирования и при конкуренции электронного и дырочного каналов туннелирования. Получено математическое выражение для собственной ширины линии. Проведен анализ электронных шумов СТП-детекторов; определены допустимые области значений электрических параметров, обеспечивающие различные уровни энергетического разрешения (например, вклад электронных шумов 80 эВ, эВ и т.д.).

4. Впервые разработана диффузионная модель туннельных детекторов, имеющих ромбическую форму электродов. Проведены расчеты сигналов детектора для различных координат поглощения кванта. Показано, что потери квазичастиц вблизи боковых граней электродов приводят к уменьшению амплитуды сигналов и вызывают заметное ухудшение энергетического разрешения детектора (неоднородное уширение), в том числе в режиме многократного туннелирования квазичастиц.

Проведено сравнение формы спектральной линии для детекторов, имеющих различную форму электродов. Впервые показано, что электроды, имеющие «юбки», т.е. области вдоль внешнего периметра без непосредственного контакта с туннельным барьером, вызывают сильную деградацию энергетического разрешения детекторов.

5. Для детекторов с пассивным Ti/Nb-электродом обнаружена сильная нелинейность отклика детектора, обусловленная собственной рекомбинацией неравновесных квазичастиц.

6. В рамках диффузионной модели рассмотрено влияние рекомбинационных потерь на сигнал СТП-детектора. Впервые дано согласованное описание, как формы спектральной линии детектора, так и зависимости амплитуды сигнала от энергии поглощенного кванта. Показано, что собственная рекомбинация неравновесных квазичастиц является одним из основных механизмов деградации энергетического разрешения. Предложена простая формула для оценки вклада рекомбинационных потерь в сигнал детектора.

7. Для детекторов Ti/Nb(1)/Al,AlOx/Al(2)/Nb(2)/NbN были изучены амплитуды сигналов и спектральная ширина линии в зависимости от площади и толщины электродов, приложенного напряжения и рабочей температуры. Показано, что увеличение толщин слоев Nb(1) и Nb(2) ведет к улучшению характеристик детекторов. В частности, увеличение толщины верхнего электрода увеличивает эффективность детектора, уменьшает уровень фона и снижает нелинейность отклика детектора. Увеличение толщины слоя Nb(1) ослабляет нежелательный сигнал нижнего пассивного электрода.

8. Проведено теоретическое рассмотрение полосковых (стриповых) позиционночувствительных СТП-детекторов. На основе двумерной диффузионной модели рассмотрено влияние краевых и рекомбинационных потерь квазичастиц на сигнал детектора и на ширину и форму спектральной линии. Показано, что зависимость амплитуды сигналов от координаты поглощения кванта в поперечном направлении ведет к деградации энергетического разрешения.

5. Научная и практическая ценность работы На основе двумерной диффузионной модели рассмотрены основные механизмы, определяющие формирование сигнала СТП-детекторов. Показано, что такие процессы, как собственная рекомбинация квазичастиц и потери квазичастиц в области периметра электродов, приводят к ухудшению энергетического разрешения. Проведено сравнение модели с экспериментом. Определены условия, позволяющие ослабить влияние этих процессов.

Впервые рассмотрены собственные шумы СТП-детекторов в условиях конкуренции электронного и дырочного каналов туннелирования.

Проведены экспериментальные исследования СТП-детекторов с пассивным электродом. Для детекторов структурой Ti/Nb/Al,AlOx/Al/Nb/NbN, в которой электрод Ti/Nb является пассивным, получено энергетическое разрешение на уровне 90 эВ на линии 6 кэВ, что в 1.7 раза лучше разрешения полупроводниковых детекторов.

Впервые проведено теоретическое рассмотрение стриповых позиционночувствительных СТП-детекторов на основе двумерной диффузионной модели.

Рассмотрено влияние краевых и рекомбинационных потерь квазичастиц на ширину и форму спектральной линии.

Результаты работы могут быть использованы при создании как отдельных СТПдетекторов, так и матриц СТП-детекторов, работающих в оптическом, ультрафиолетовом или рентгеновском диапазонах. Полученные данные являются основой для разработки стриповых позиционно-чувствительных СТП-детекторов. Результаты исследований могут быть использованы в НИИЯФ МГУ, на Физическом факультете МГУ, в Физическом институте им. П.Н. Лебедева (ФИАН) РАН, в Институте радиотехники и электроники (ИРЭ) РАН, в Национальном исследовательском ядерном университете (МИФИ), в Объединенном институте ядерных исследований (ОИЯИ Дубна), в Национальном исследовательском центре «Курчатовский институт».

6. Достоверность результатов.

Достоверность результатов диссертации подтверждается повторяемостью или близостью экспериментальных данных, полученных в различных сериях измерений и для подобных образцов. Экспериментальные данные и их анализ подтверждаются опубликованными данными других авторов в тех случаях, когда сравнение оказывается возможным. Состоятельность физических моделей, предложенных автором, подтверждается согласием проведенных им расчетов с экспериментом.

Экспериментальные результаты и предложенные физические модели обсуждались на ряде отечественных и зарубежных конференций, в том числе на устных докладах автора.

7. Личный вклад автора Основные результаты, представленные к защите, получены непосредственно автором или при его определяющем участии.

Первоначальная постановка задачи по исследованию и разработке прецизионных детекторов на основе сверхпроводящих туннельных переходов принадлежит профессору В.С. Шпинелю. В период с 1998 по 2002 г. была открыта госбюджетная тема по исследованиям криогенных детекторов, руководителями темы являлись профессор В.С.

Шпинель и с 2000 г. автор настоящей диссертации. В период с 1999 по 2002 автор являлся исполнителем двух грантов РФФИ по тематике «Создание криогенных туннельных детекторов ядерных излучений...». Под руководством автора выполнены две дипломные работы на Физическом факультете МГУ им. М.В. Ломоносова.

Вклад автора в основные этапы работы:

1. Экспериментальная установка: Разработка чертежей и изготовление гелиевого криостата с вакуумной камерой и сверхпроводящим соленоидом. Проектирование и изготовление измерительной вставки в транспортный гелиевый дьюар. Изготовление системы откачки паров гелия.

Создание системы цифровой записи вольтамперных характеристик и временных разверток сигналов СТП-детекторов, разработка необходимого программного обеспечение. Вклад автора в перечисленные работы является основным.

2. Экспериментальные исследования СТП-детекторов до 2002 г., в том числе детекторов с простой структурой (Nb/Al,AlOx/Al/Nb) и детекторов с пассивным электродом Al/Nb, проводились совместно с сотрудниками ОЯСМ НИИЯФ МГУ М.Г. Козиным и И.Л.

Ромашкиной.

Анализ временной формы сигналов, разработка теоретических моделей и сравнение с экспериментом были выполнены при основном вкладе автора.

3. Экспериментальные исследования СТП-детекторов со структурой Ti/Nb/Al,AlOx/Al/Nb/NbN, имеющих пассивный электрод Ti/Nb, проводились автором самостоятельно. Автору принадлежит основной вклад в экспериментальные исследования эффектов собственной рекомбинации неравновесных квазичастиц, в изучение нелинейности отклика детектора в зависимости от энергии кванта и в анализе данных на основе диффузионных моделей. Автором выполнены исследования по оптимизации параметров СТП-детекторов с Ti-подслоем и проведен анализ остаточных сигналов пассивного электрода.

4. Разработка двумерной диффузионной модели для одиночных и стриповых СТПдетекторов проводилась в соавторстве с снс Факультета вычислительной математики и кибернетики МГУ В.П. Горьковым. Автор имеет основной вклад в постановку задачи, в определение исходных параметров счета, в анализе расчетных данных, сравнении расчета с экспериментом и подготовке материалов к печати.

5. Анализ собственных шумов СТП-детекторов был выполнен совместно с профессором МИФИ В.В. Самедовым. Автор имеет основной вклад в постановку задачи, анализ полученных выражений, расчет зависимости собственных шумов от напряжения на детекторе и в подготовке материалов к печати.

8. Апробация результатов работы и публикации.

Основные результаты работы в период 1993-2010 г. докладывались на Российских конференциях по ядерной физике и 8 международных конференциях по низкотемпературным детекторам (LTD-7 – 13), а также на нескольких международных конференциях по физике твердого тела. Работы были представлены автором в виде устных и стендовых докладов.

На тему диссертации опубликовано 54 работ, из них 22 статьи (13 научных статей опубликовано в журналах, определенных ВАК или входящих в международные системы цитирования).

9. Структура и объем диссертации.

Диссертация состоит из Краткой характеристики работы, 10 глав и Заключения, которое содержит основные результаты и выводы работы. Диссертация содержит 3страниц машинописного текста, в том числе 157 рисунков и 15 таблиц.

Краткое содержание работы по главам.

В разделе Краткая характеристика работы обоснована актуальность работы, сформулирована ее цель, указаны основные положения, выносимые на защиту, и новизна полученных результатов. Приводится краткое содержание диссертационной работы по главам.

В первой главе излагается принцип работы СТП-детекторов. Детекторы представляют собой сверхпроводящие переходы, т.е. состоят из двух сверхпроводящих электродов, разделенных тонким изолирующим барьером. При поглощении кванта излучения в одном из электродов происходит разрушение куперовских электронных пар и образуется облако неравновесных квазичастиц. Их туннелирование через изолирующий барьер создает сигнал СТП-детектора. Энергия связи квазичастицы в куперовской паре мала и равна ширине сверхпроводящей щели 1 мэВ. Поэтому число неравновесных квазичастиц будет примерно на 3 порядка больше, чем число носителей тока, возникающих в полупроводниковых детекторах. Именно это обстоятельство позволяет существенно улучшить энергетическое разрешение и снизить порог регистрации в СТПдетекторах.

Простые формулы для оценки характеристик СТП-детекторов имеют следующий вид:

N0 E /, Es 2.355 FE, 1.7, (1) где N0 – число неравновесных квазичастиц, образующихся в сверхпроводящем поглотителе при поглощении кванта с энергией Е; Es – собственная ширина спектральной линии, измеренная на ее полувысоте (энергетическое разрешение); – энергия, идущая на образование одной квазичастицы; F – фактор Фано, F = 0.2 [1].

Из формул (1) следует, что собственное энергетическое разрешение для рентгеновских квантов с типичной энергией 6 кэВ составляет около 4 эВ (отметим, что кремниевые полупроводниковые детекторы имеют энергетическое разрешение около 1эВ).

Далее в главе 1 рассматривается идея энергетической ловушки и режим многократного туннелирования квазичастиц [2]. Для создания квазичастичной ловушки электрод СТП-детектора изготовляется из 2-х слоев, материалы которых имеют различные температуры сверхпроводящего перехода Тс и, следовательно, различные .

Вблизи барьера располагается тонкий слой из сверхпроводника S1 с меньшей Тс и с малой щелью 1. Второй слой сверхпроводника S2 с большей Тс и большей щелью 2 имеет большую толщину и является основным поглотителем квантов излучения. При поглощении кванта образуется облако неравновесных квазичастиц, которое быстро распространяется по толщине электрода. В области первого слоя S1 вблизи туннельного барьера проходит релаксация квазичастиц к границе щели, в результате чего квазичастицы оказываются локализованы в этой области. Соответственно, плотность квазичастиц и скорость их туннелирования Т возрастают. При локализации квазичастиц в энергетической ловушке можно также ожидать ослабления процессов их гибели, т.к.

квазичастицы не могут выходить на внешнюю поверхность электрода.

Режим многократного туннелирования квазичастиц состоит в том, что неравновесные квазичастицы, которые протуннелировали в противоположный электрод, не выходят из игры, а продолжают участвовать в туннелировании уже в противоположном направлении и также дают положительный вклад в сигнал детектора.

Положительный вклад обратного туннелирования связан с тем фактом, что туннелирование идет преимущественно дырочным, а не электронным каналом (более подробно эти вопросы рассмотрены в главах 4 и 5).

Усиление сигнала детектора за счет многократного туннелирования квазичастиц представлялось очень интересным и важным, поскольку оно позволяет отстроиться от электронных шумов, что особенно важно при регистрации квантов малых энергий, например, при работе в оптическом или инфракрасном диапазонах.

В заключении главы 1 формулируется цель настоящей диссертационной работы:

изучение физических процессов и разработка основ создания сверхпроводящих туннельных детекторов ядерных излучений с многослойной структурой электродов, реализующих принцип энергетических ловушек для квазичастиц.

Во второй главе излагается методика эксперимента. Приводится описание криогенной и электронной аппаратуры. Сформулированы требования к образцам СТПдетекторов, описана методика их изготовления и дается описание экспериментального чипа.

СТП-детекторы изготавливались в ИРЭ РАН в лаборатории В.П. Кошельца. На чипе располагалось 5 СТП-детекторов с различными площадями электродов: 400 мкм(А), 400 мкм2 (D), 1600 мкм2 (B), 6400 мкм2 (C) и 20000 мкм2 (E), в скобках даны обозначения детекторов. В плане детекторы имели форму ромба с отношением диагоналей 2:1 или 4:1. Токоподводящие дорожки изготавливались из Nb и имели ширину 5 - 10 мкм. На рис. 1 даны фотографии отдельного СТП-детектора и чипа в целом, полученные с помощью электронного микроскопа.

б а ) ) Рис. 1. Электронные фотографии СТП-детекторов Al/Nb/Al/AlOx/Al/Nb/NbN (толщины слоев 40/50/6/2/15/150/30 нм, соответственно): a) Детектор с размерами диагоналей 40*80 мкм2; б) общий вид чипа.

Напыление туннельного перехода, включая все слои электродов и изолирующий барьер, проводилось в одной напылительной установке без промежуточной разгерметизации [3]. Использовался метод магнетронного распыления в атмосфере аргона. Вначале на кремниевую подложку наносился буферный слой аморфной окиси алюминия AlOx, затем напылялся нижний электрод. В качестве изолирующего барьера использовался тонкий слой окиси алюминия Al2O3. Для его создания на нижний электрод вначале напылялась тонкая пленка металлического Al ( 6 нм), затем в напылительную камеру напускался газообразный кислород, и проводилось окисление поверхности Al.

Толщина окиси Al2O3 оценивалось в 2 нм. Варьируя давление кислорода и время выдержки можно было создавать изолирующие барьеры различной прозрачности.

Оптимальное сопротивление барьеров было определено экспериментально и составляло RNS400 *m2, где RN – омическое сопротивление барьера при температурах выше сверхпроводящего перехода, S – площадь барьера. После создания туннельного барьера напылительная камера откачивалась до высокого вакуума, и проводилось напыление верхнего электрода.

Электроды детекторов имели мелкокристаллическую структуру с размером кристаллитов около 10 нм. Как правило, верхний и нижний электроды состояли из нескольких слоев 10 6 8 сверхпроводников, имеющих различные температуры сверхпроводящего перехода. Тем самым обеспечивались условия для создания энергетических ловушек для неравновесных квазичастиц, что позволяло увеличить скорость 2 3 4 5 туннелирования и ослабить их потери.

Рис. 2. Схематический разрез СТП-детектора Ti/Nb/Al,AlOx/Al/Nb/NbN. 1 – подложка, Si;

Общая последовательность 2 – слой аморфного AlOx; 3 – слой Ti нижнего слоев СТП-детекторов описывалась электрода; 4 – слой Nb нижнего электрода;

5 – туннельный барьер Al,AlOx; 6 – изоляция структурной формулой, где SiO2; 7 – токоподвод Ti/Nb; 8 - слой Al верхнего отдельные слои отделялись косой электрода; 9 - слой Nb верхнего электрода; 10 - слой NbN верхн. электрода; 11-токоподвод, Nb.

чертой. Например, формула Таблица 1. Основные образцы СТП-детекторов.

1-ый столбец - обозначение образца, буква К – соответствует квадратной форме электродов, буква Р – ромбической форме электродов, буквы A, B, C и E соответствуют различным площадям электродов; RNS – удельное нормальное сопротивление туннельного барьера; b и t сверхпроводящие щели нижнего и верхнего электродов, [мэВ].

Название Структурная формула Толщины RNS, b, мэВ электродов, нм *мкм2 t, мэВ U4 Nb/Al,Al0x/Nb 200/4,2/450 1760 1.К 1.L1 Nb/Al,Al0x/Nb 200/4,2/450 1200 1.К 1.R1-4-(B-С) Nb/Al,Al0x/Nb 240/4,2/120 2000 1.Р 1.S1-1-B Nb/Al,Al0x/Nb/(NbN) 100/4,2/200/30 1050 1.Р 1.U1-4-B Nb/Al,Al0x/Al/Nb/(NbN) 100/4,2/20/200/30 3200 1.Р 0.X, Y Nb/Al,Al0x/Nb/(NbN) 100/4,2/200/30 660 1.Р 1.B1-4-D Nb/Al,Al0x/Al/Nb/(NbN) 100/4,2/15/200/30 325 1.Р 0.F-4-(B-C-E) Al/Nb/Al,Al0x/Al/Nb/(NbN) 40/50/4,2/15/150/30 350 1.Р 0.F-1-(B-C-E) Al/Nb/Al,Al0x/Al/Nb/(NbN) 40/50/4,2/15/150/30 350 1.Р 0.А8-4-(B-C) Ti/Nb/Al,Al0x/Al/Nb/(NbN) 30/100/4,2/13/150/30 320 1.Р, юбка 0.A8-3-(B-E) Ti/Nb/Al,Al0x/Al/Nb/(NbN) 30/100/4,2/13/150/30 330 1.Р, юбка 0.A9-4-(B-C) Ti/Nb/Al,Al0x/Al/Nb/(NbN) 30/100/4,2/13/150/30 420 1.Р 0.А18-4-(B-C-E) Ti/Nb/Al,Al0x/Al/Nb/(NbN) 30/150/4,2/13/200/30 410 1.Р 0.A21-1-(C-E) Ti/Nb/Al,Al0x/Al/Nb/(NbN) 30/150/4,2/12/200/30 410 1.Р 0.A22-4-(A-C) Ti/Nb/Al,Al0x/Al/Nb/(NbN) 30/150/4,2/11/200/30 360 1.Р 0.А32-4-(B-C-E) Ti/Nb/Al,Al0x/Al/Nb/(NbN) 30/150/4,2/14/250/30 250 1.Р 0.А37-4-(B-C-E) Ti/Nb/Al,Al0x/Al/Nb/(NbN) 30/150/4,2/13/250/30 410 1.Р 0.A38-1-B Ti/Nb/Al,Al0x/Al/Nb/(NbN) 30/150/4,2/12/250/30 440 1.Р, юбка 0.А37-4-(B-C-E) Ti/Nb/Al,Al0x/Al/Nb/(NbN) 30/150/4,2/13/250/30 410 1.Р, юбка 0. Ti/Nb/Al,AlOx/Al/Nb/NbN соответствовала детектору, в котором нижний электрод состоял из двух слоев Ti и Nb, а верхний электрод состоял из трех слоев Al, Nb и NbN. В таблице 1 дается перечень основных исследованных образцов СТП-детекторов, приводится их структура и основные параметры. На рис. 2 приведено схематичное изображение разреза СТП-детектора.

Испытания туннельных детекторов проводились при температурах 4.2 – 1.25 К.

Комплекс экспериментальной аппаратуры позволял проводить измерения вольтамперных характеристик (ВАХ) СТП-детекторов и регистрировать амплитудные спектры импульсов, возникающих при облучении детекторов рентгеновскими квантами. В работе также использовалась цифровая запись сигналов, которая позволяла записывать временные развертки сигналов в память компьютера с целью проведения детального анализа их временной формы.

В качестве источников рентгеновских лучей использовались радиоактивные источники Fe, спектр излучения которых содержал две рентгеновские линии MnK и MnK с энергиями 5.9 кэВ и 6.5 кэВ. Для создания дополнительных рентгеновских линий источник 55Fe окружался флуоресцентными экранами из Ti или других материалов.

Основные измерения проводились в гелиевом криостате с откачкой паров гелия.

Исследуемые образцы помещались в герметичную камеру, которая заполнялась газообразным гелием. Смена образцов проводилась через фланец с индиевым уплотнением. Постоянное магнитное поле напряженностью до 1000 Эрстед создавалось сверхпроводящим соленоидом. Поле было ориентировано вдоль короткой диагонали ромба и вдоль токоподводов. Магнитное поле обеспечивало подавление постоянного джозефсоновского туннельного тока и резонансных мод Фиски. Ромбическая форма электродов позволяла уменьшить используемые магнитные поля. Для ослабления электромагнитных наводок и помех, капка криостата, включая основные электронные блоки, была окружена медным экраном, на котором были установлены электронные фильтры во всех цепях, входящих внутрь экрана.

В третьей главе даны результаты исследований вольт-амперных характеристик СТП-детекторов. Вначале рассмотрены вопросы экспериментального определения основных параметров туннельных переходов при гелиевых (4.2 К) температурах и отбора образцов по этим параметрам. Затем рассматриваются вопросы подавления постоянного джозефсоновского тока магнитным полем, в том числе в нестандартной геометрии при ромбической форме электродов. Показано, что при наложении магнитного поля вдоль диагонали ромба джозефсоновский ток уменьшается обратно пропорционально квадрату поля. При этом ослабление джозефсоновского тока в туннельных переходах с отношением диагоналей 4:1 происходит более быстро, чем в случае квадратных электродов и в ромбах с отношением диагоналей 2:1.

Ступеньки Фиски [4] проявляются на ВАХ при наложении магнитного поля. Они являются крайне нежелательными особенностями ВАХ СТП-детекторов, поскольку являются областями с нулевым дифференциальным сопротивлением, для которых характерны максимальные электронные шумы. Соответственно, рабочее напряжение СТП-детектора должно выбираться при значениях напряжения между ступеньками. На рис. 3 приведены экспериментальные значения напряжений Фиски, измеренные при Т=4.2 К для ромбических СТП-детекторов при отношении диагоналей (2:1). Из графика видно, что по мере увеличения площади детекторов ступеньки Фиски располагаются все более часто, что затрудняет выбор рабочего напряжения.

Амплитуды ступенек Фиски ослабляются при увеличении E магнитного поля аналогично закономерностям для постоянного C джозефсоновского тока, т.е. они B имеют осциллирующую затухающую зависимость. При этом соседние моды A Фиски осциллируют в противофазе, 0,0 0,2 0,4 0,6 0,8 1,поэтому невозможно подобрать VFn, mV значение магнитного поля, обеспечивающего зануление, как Рис. 3. Напряжения ступенек Фиски для СТПдетекторов различных размеров при отношении постоянного джозефсоновского тока, диагоналей (2:1): А - (40*20) мкм2, B- (80*40) мкм 2, так и всех мод Фиски одновременно.

C - (160*80) мкм 2, E - (280*140) мкм 2. Образец A37-4: Ti/Nb/Al,AlOx/Al(2)/Nb/NbN. Т=4.2 К.

С точки зрения работы СТПдетекторов магнитное поле должно обеспечивать ослабление ступенек Фиски до уровня сравнимого, или меньшего, чем квазичастичный ток при низких рабочих температурах.

Эксперимент показал, что магнитные поля напряженностью около 150-170 Эрстед достаточны для выполнения этих требований при рабочих температурах вблизи 1.3 К.

Следует отметить, что в этой области температур наблюдаемая структура ступенек Фиски заметно усложняется.

В следующем разделе главы 3 рассматриваются основы теории близости [5], которая описывает свойства многослойного сверхпроводящего электрода. На основании этой теории рассчитываются результирующая сверхпроводящая щель, плотность квазичастичных состояний, которая в данном случае изменяется по глубине электрода, скорости релаксации и рекомбинации квазичастиц. В настоящей работе квазичастичные ловушки вблизи туннельных барьеров создавалась в би-слоях Al-Nb. Пара Al-Nb удобна как с точки зрения сверхпроводящих параметров, так и с точки зрения методики изготовления. В главе 3 приводятся экспериментальные данные относительно зависимости сверхпроводящей щели в Al-слое ловушки, trap, от толщины слоя Al, полученные для би-слоев Nb-Al в настоящей работе и в работах других авторов.

В последнем разделе главы T=4.2 K 40рассмотрен вид реальных ВАХ при 20низких температурах, Т 1.3 К.

Понижение рабочей температуры СТП1T=2.25 K 1детекторов необходимо как для T=1.46 K ослабления процессов рекомбинации T=1.41 K неравновесных квазичастиц, так и для обеспечения электрических параметров, 0,0 0,5 1,0 1,5 2,0 2,5 3,отвечающих низкому уровню Vd, mV электронных шумов. Экспериментально Рис. 4 ВАХ при различных температурах для СТП-детектора Nb/Al,AlOx/Nb/NbN, показано, что ВАХ при низких t=b=1.36 мэВ: a) T=4.2 K; b) T=2.25 K и температурах радикально отличается от T=1.46 K; c) T=1.41 K.

ВАХ при Т = 4.2 К. Изменение ВАХ с температурой не следует простой модели БКШ и характеризуется дополнительными субщелевыми вкладами в квазичастичный ток, которые ухудшают электрические характеристики детекторов (см. рис. 4). Наиболее вероятным механизмом усиления квазичастичного тока являются процессы многочастичного туннелирования [6].

Общим результатом третьей главы является определение комплекса требований к условиям эксперимента и качеству образцов, обеспечивающих успешную работу туннельных детекторов.

d I, A d I, A d I, A Четвертая глава посвящена анализу амплитуды и временной формы сигналов СТП-детекторов. Сигналом детектора Q является накопленный заряд, перенесенный туннельным током неравновесных квазичастиц. Энергетическая диаграмма туннельного перехода приведена на рис. 5, где использовано простое полупроводниковое представление. Куперовские пары расположены на уровне Ферми EF, ширина запрещенной зоны равна 2. При энергиях E > EF + располагаются квазиэлектронные состояния, при E < EF - –квазидырочные. При поглощении кванта излучения неравновесные квазичастицы образуются только в одном электроде (электрод 1 на рис. 5).

Здесь они быстро равнозаселенно распределяются между квазиэлектронными и квазидырочными состояниями, поскольку скорость межзонного смешивания очень велика [7]. В результате туннелирования квазичастицы переходят в противоположный электрод, где они также перераспределяются между электронными и дырочными состояниями.

Штриховкой показаны заполненные Электрод 1 Электрод квазичастичные состояния, дающие вклад E в туннельный ток. Стрелками указаны 1e 2e каналы туннелирования: 1e и 2e – туннелирование квазиэлектронов из 1-ого EF и 2-ого электродов; 1h и 2h – дырочное eVd туннелирование. Напряжение на 2h 1h детекторе обозначено Vd.

Избыточные квазичастицы вызывают Рис. 5. Энергетическая диаграмма i дополнительный туннельный ток IT (t) :

туннельного перехода. Стрелками i i показаны каналы туннелирования: 1е и 1h IT (t) eT N (t), (2) j – электронный и дырочный канал из 1-ого где t – время, е – заряд электрона, Nj(t) – электрода. 2e и 2h – туннелирование из 2-ого электрода.

число избыточных квазичастиц в j-ом i электроде, константа T – скорость туннелирования квазичастиц по i-ому каналу. При больших напряжениях Vd туннелирование по каналам 1h и 1е закрывается. В этом случае для оценки скоростей туннелирования 1е и 2h используется выражение:

i T , (3) 4e2NFdJ AT RN где NF – плотность электронных состояний на поверхности Ферми для одного направления спина в материале, из которого изготовлены электроды СТП-детектора, dJ – толщина j-электрода, AT – площадь туннельного барьера, RN – нормальное сопротивление туннельного барьера.

Неравновесные квазичастицы подвержены различным процессам гибели, которые можно охарактеризовать скоростной константой. Для каждого электрода вводится Lj вероятность туннелирования квазичастицы по электронному каналу Pei, вероятность туннелирования по дырочному каналу Phi и вероятность гибели квазичастицы PL.

ej hj T T Lj Pej , Phj , PLj (4) ej hj ej hj ej hj T T T T T T Lj Lj Lj Вероятности нормированы на единицу: Pej+Phj+PLj=1. Вероятность туннелирования квазичастицы PQj= Pej+Phj, в общем случае, отличается от переноса заряда Zj = Pej-Phj,.

Коэффициент переноса заряда равен kz1=(Pe1-Ph1)/PQ1 и kz2=(Ph2-Pe2)/PQ2.

Общее выражение для сигнала СТП-детектора с учетом многократного туннелирования и наличия электронного и дырочного каналов туннелирования дается выражением [A7, A8]:

(Pe1Ph1) (Pe2Ph2)(Pe1Ph1) Q1 eN0 eN0 kz1PQ1kz2PQ1PQ2, (5) (1 (Pe1Ph1)(Pe2Ph2)) (1PQ1PQ2) где индексом 1 обозначен электрод, где произошло поглощение кванта.

В диссертации приведен подробный анализ амплитуды сигналов СТП-детекторов для различных соотношений между вероятностями туннелирования PQj и потерь PL и в зависимости от приложенного напряжения Vd. Детально рассмотрен случай асимметричных переходов, 1 2. Поскольку в эксперименте рентгеновские кванты поглощаются в обоих электродах с примерно равной вероятностью, то и расчеты проводились для обоих электродов. Показано, что в асимметричных СТП-детекторах при больших потерях (PQi0), сигналы, отвечающие поглощению в разных электродах, могут иметь противоположную полярность. При малых потерях (PQi1) детекторы работают в режиме многократного туннелирования, и происходит заметное усиление амплитуды сигнала. В этом случае сигналы, отвечающие обоим электродам, имеют обычную полярность.

Далее рассматривается временная форма сигналов, которая получается как решение системы линейных уравнений [А7, А8, 8]. Приводятся общие выражения для режима многократного туннелирования, из которых следует, что временная форма сигналов описывается суммой 2-х экспоненциальных членов. Член с быстрой экспонентой описывает установление квазиравновесного распределения квазичастиц между электродами детектора. Член с медленной экспонентой описывает уменьшение общего числа квазичастиц со временем вследствие их гибели.

В следующем разделе проводится анализ временной формы экспериментальных сигналов для ряда детекторов, имеющих простую структуру электродов. Идея работы состояла в параллельном анализе сигналов, возникающих при поглощении квантов в верхнем и в нижнем электродах детектора. На рис. 6 показан пример импульсных сигналов противоположной полярности, зарегистрированных СТП-детектором с асимметричным туннельным переходом ( 1 2 ) [A3, A4]. В соответствии с приведенными расчетами, сигналы с аномальной отрицательной полярностью наблюдались для электрода с большей Рис. 6. Сигналы СТП-детектора L3 при щелью при напряжениях смещения Vd Vd < (base-top)/e. a) Сигнал поглощения < (base – top)/e. При увеличении кванта в верхнем электроде, нормальная полярность. b) Сигнал поглощения кванта в напряжения (Vd > (base – top)/е) нижнем электроде, аномальная полярность.

полярность сигнала изменялась и совпадала с полярностью сигналов электрода с меньшей щелью.

Временная форма экспериментальных сигналов действительно описывалась суммой 2-х членов с различными экспонентами нарастания. Однако, относительные веса экспоненциальных членов не соответствовали проведенным расчетам. Анализ показал, что существенный вклад в сигнал может вносить перераспределение первоначального возбуждения между электродами детектора посредством обмена 2-фононами [A6-A8].

В заключительном разделе главы 4 предложена концепция трехслойного электрода Al/Nb/NbN. Здесь все слои являются сверхпроводниками, однако имеют различные температуры сверхпроводящего перехода Тс и, соответственно, различные сверхпроводящие щели . Слой ниобия (температура сверхпроводящего перехода Тс = К, сверхпроводящая щель = 1.4 мэВ) служит основным слоем, поглощающим кванты излучения (толщина слоя 150 - 300 нм). Тонкий слой Al (Тс = 1.2 К, = 0.2 мэВ) напыляется вблизи туннельного барьера и служит слоем-ловушкой. Этот слой обеспечивает концентрацию неравновесных квазичастиц вблизи барьера. Толщина слоя Al – 10-30 нм. Внешний слой напыляется в виде соединения NbN, которое имеет максимальную Tc = 1214 K и 2.6 мэВ и служит защитным отражающим слоем (толщина 30 нм). Такая структура электрода обеспечивает условия для направленной диффузии неравновесных квазичастиц к туннельному барьеру. В такой конструкции увеличивается скорость туннелирования неравновесных квазичастиц T и ослабляется скорость их гибели L.

В пятой главе рассмотрены электронные шумы и собственная ширина линии СТП-детекторов. Электронные шумы в значительной степени определяются большой электрической емкостью СТП-детекторов. Так для детектора площадью 100*100 мкмемкость составляет около 500 пФ. В диссертации приведены общие формулы для оценки электронных шумов, и выполнены расчеты электрических параметров туннельных переходов, обеспечивающих заданный уровень шумов в энергетических единицах.

Показано, что для обеспечения малых электронных шумов, на уровне 10-50 эВ, необходимо выполнение жестких ограничений на электрические параметры и рабочую температуру туннельных переходов.

Собственные шумы СТП-детекторов определяются двумя вкладами:

флуктуациями числа первоначально образовавшихся квазичастиц и флуктуациями процесса туннелирования. Формула для общей ширины линии E, включая собственную ширину и электронный шум, имеет вид [9, A11]:

e E 2.355 E (F G) E, (6) QS где F – фактор Фано, G - туннельный флуктуационный фактор, e - эквивалентный шумовой заряд, QS - амплитуда сигнала в единицах собранного заряда.

Для собственной ширины линии впервые рассмотрен общий случай, учитывающий как многократное туннелирование квазичастиц, так и наличие двух каналов туннелирования квазичастиц (электронного и дырочного) [A11]. Наиболее простой вид формула для G-фактора приобретает для симметричного СТП-детектора, когда PQ1 = PQ2 = PQ и kz1 = kz2 = kz.

PQ G 1, n , (7) kz2n 1 PQ где n - среднее число туннелирований для одной квазичастицы.

Из полученных выражений следует, что конкуренция каналов туннелирования приводит к дополнительному уширению спектральной линии. Проведены расчеты собственной ширины в зависимости от приложенного напряжения Vd для случаев симметричного (b = t) и асимметричного (b t) СТП-детекторов. Минимальный уровень собственных шумов обеспечивается при больших напряжениях Vd > b-t)/е + kBT/e, когда туннелирование квазичастиц идет только по одному каналу.

Шестая глава посвящена диффузионной модели СТП-детекторов. В начале главы представлены экспериментальные спектры, полученные для ряда СТП-детекторов, которые демонстрируют сильное уширение спектральной линии. С учетом этих данных проведен анализ основных физических процессов, происходящих в электродах после поглощения кванта, и рассмотрено их влияние на спектральную линию.

Далее сформулирована двумерная диффузионная модель туннельного детектора [10, A12]. Неравновесные квазичастицы характеризовались функциями плотности n1(x, y,t) и n2 (x, y,t) для обоих электродов, где (x,y) – пространственные координаты в плоскости электродов, t – время. Поскольку толщины электродов много меньше их размеров, задача рассматривалась, как двумерная. Плотности квазичастиц n1 и n2 входили в систему дифференциальных диффузионных уравнений 2 n1 n1 * n1(r,t) D1 n1 n1 R1 n1 n2, 0 t , T x2 y2 T1 L 2n2 2n1 * n2 (r,t) D2 n2 n2 R2n2 n1, (8) Tx2 y2 T 2 L где D1 и D2 – коэффициенты диффузии, члены n1 и n2 описывали туннелирование T1 T квазичастиц из 1-ого и 2-ого электродов, члены n1 и n2 описывали гибель L1 L * 2 * квазичастиц в объеме электродов и члены R1 n1 и R1 n1 отвечали собственной рекомбинации квазичастиц, здесь Ri* - эффективный коэффициент рекомбинации.

Начальные условия для системы уравнений (8) задавались в виде Гауссова распределения в электроде, в котором произошло поглощение кванта N (x x0 )2 (y y0 )2 n1(x, y,t 0) exp (9) a02 a n2(x, y,t 0) 0, где (x0,y0)- координаты поглощения кванта, a0 – размер начальной области, которую занимают квазичастицы после окончания процесса термализации. В тех случаях, когда это было возможно, Гауссово распределение заменялось -функцией.

Граничные условия системы (8) использовались для описания возможных потерь квазичастиц на боковых гранях электродов [11]. Они имели вид краевых условий третьего рода:

n1 nD1 1n1(Г) 0 и D2 n2 (Г) 0, (10) н н u где производная бралась вдоль внешней нормали к границе электрода Г, параметр н характеризовал скорость гибели квазичастиц, ni(Г) – концентрация квазичастиц на границе электрода.

После нахождения решения системы (8) рассчитывался туннельный ток I(t) и собранный заряд Q, которые при наличии граничных или рекомбинационных потерь могли зависеть от координат поглощения кванта (x0,y0):

I(t, x0, y0) e T1n1 T 2n2dxdy, (11) GT Q(x0, y0) 0. (12) I(t,x, y0)dt GT где интегрирование велось по площади туннельного барьера и времени t.

На основе полученной зависимости собранного заряда Q от координат (x0,y0) рассчитывалась форма спектральной линии и ее ширина.

В главе 6 проведено подробное рассмотрение различных решений данной задачи для случая нулевых рекомбинационных потерь ( Ri* 0 ). В частности, рассмотрены решения для одного активного электрода прямоугольной формы, для двух активных электродов (режим многократного туннелирования), а также проведены численные расчеты спектральной линии для детекторов ромбической формы, исследованных в настоящей диссертации, для случаев одного и двух активных электродов [A10, A12].

Основной вывод данного раздела состоит в том, что потери квазичастиц на боковых гранях электродов приводят к зависимости амплитуды сигнала от координаты поглощения кванта и, следовательно, к сильному уширению (неоднородному) спектральной линии. На рис. 7 представлены результаты расчетов зависимости сигнала детектора Q от координаты поглощения кванта (x0, y0), выполненные для двух детекторов, имеющих различные площади электродов. Уменьшение сигнала из-за Рис. 7. 3D-график зависимости сигнала детектора Q от координаты поглощения кванта (x0,y0). Расчет для детектора ромбической формы (2:1); длина диффузии D = 20 мкм.

краевых потерь происходит при поглощении кванта по периметру электрода в полосе, шириной примерно равной двум длинам диффузии D D, где e – эффективное e время жизни квазичастиц. Следовательно, улучшение энергетического разрешения следует ожидать при увеличении размеров электродов и уменьшении длины диффузии.

Характерные особенности диффузионной модели были подтверждены при сравнении расчетов с экспериментом. На рис. 8 приведены экспериментальные спектры четырех детекторов, имеющих различные площади электродов. Сплошными кривыми дается их описание по диффузионной модели [A10]. В соответствии с диффузионной моделью при увеличении размеров детекторов происходит сужение спектральной линии, обусловленное ослаблением вкладов областей, расположенных вблизи боковых граней.

a) S=400 m S=6400 m2 c) D= 8 m lB = 14 m 0 50 100 150 0 50 100 1Верхний S=1600 m2 S=20000 m b) d) электрод Нижний электрод 0 50 100 10 50 100 1Q, 4*103e Q, 4*103e Рис. 8. Амплитудные спектры СТП-детекторов серии U4 с различной площадью электродов. Структура СТП - Nb/Al,AlOx/Al/Nb/NbN, толщины слоев (100/6/2/16/200/30 нм). a) S=400 мкм2; b) S=1600 мкм 2; c) S=6400 мкм 2;

d) 20000 мкм 2. Сплошные линии – расчет по диффузионной модели Расчеты, выполненные для детекторов, работающих в режиме многократного туннелирования квазичастиц, показали, что краевые потери вызывают еще большее уширение спектральной линии, чем в режиме однократного туннелирования.

Качественное объяснение этого факта состоит в следующем: в режиме многократного туннелирования увеличивается эффективное время жизни квазичастиц e и, следовательно, увеличивается длина диффузии D. Соответственно, возрастает вклад периферийных областей и увеличивается уширение линии. Результаты данных расчетов были подтверждены экспериментально.

На основании экспериментальных данных и выполненных расчетов был сделан вывод, что сужение спектральной линии может быть получено в детекторах, работающих Count Count в режиме однократного туннелирования при условии, что время жизни квазичастиц e достаточно короткое и длина диффузии мала. Для обеспечения такого режима сигнал противоположного электрода должен быть подавлен. Это достигается специальной конструкцией электрода, в который вводится дополнительный слой-ловушка, расположенный со стороны, противоположной туннельному барьеру. Данный слой изготавливается из материала с малой сверхпроводящий щелью, что приводит к образованию квазичастичной Туннельный барьер q ловушки, которая обеспечивает p быстрое поглощение неравновесных квазичастиц.

Nb Такие детекторы получили E eVd название СТП-детекторов с F E пассивным (или killed) F Ti Nb Al Nb NbN электродом [10, A10]. На рис. Пассивный Основной приведена схема энергетических электрод электрод зон детектора с пассивным Рис. 9. Схема зонной структуры СТП-детектора с электродом. Стрелками показано пассивным электродом. EF- энергия Ферми, направленное движение - сверхпроводящая щель, Vd – напряжение смещения.

квазичастиц.

В седьмой главе рассматриваются экспериментальные данные, полученные при изучении СТП-детекторов с пассивным электродом. Исследовано 2 типа детекторов:

детекторы с пассивным Al/Nb-электродом, которые описывались формулой Al/Nb/Al,AlOx/Al/Nb/NbN [A9], и детекторы с пассивным Ti/Nb-электродом - Ti/Nb/Al(1),AlOx/Al/Nb/NbN [A13-A16]. Для всех детекторов основной поглощающий электрод имел трехслойную структуру Al/Nb/NbN. В качестве killed-слоя использовался слой Al или слой Ti (Tc = 0.5 K, =0.06 мэВ). Основные данные были получены для детекторов с Ti-слоем. СТП-детекторы с пассивным электродом имеют два преимущества по сравнению с детекторами, работающими в режиме многократного туннелирования:

они позволяют ослабить влияние краевых потерь квазичастиц и исключают дублирование сигнала, возникающее как результат примерно одинакового поглощения рентгеновских квантов в обоих электродах. Кроме того, такие детекторы представляют собой более простые устройства с точки зрения анализа физических процессов, протекающих в детекторе, поскольку следует учитывать только один электрод.

Амплитуды сигналов Q, времена 128Верхний Vd=0.16 mV нарастания сигналов RT и ширины электрод A21E спектральных линий E были изучены в 4зависимости от приложенного напряжения Vd для детекторов с различными 0 100 200 300 400450 412площадями электродов. Наблюдаемое Vd=0.31 mV поведение в целом согласовывалось с 4диффузионной моделью. На рис. приведены амплитудные спектры СТП0 100 200 300 400 450 412Mn-K детектора А21E, полученные при Vd=0.41 mV 8Верхний облучении рентгеновскими квантами К и электрод Нижний электрод 4К Mn от источника Fe и Ti-K флуоресцентными квантами К Ti. Из 0 100 200 300 400 412800 рисунка видно, что максимальная Vd=0.95 mV амплитуда сигнала и наилучшее 4энергетическое разрешение наблюдается при напряжениях, соответствующих 0 100 200 300 400 450 4разности сверхпроводящих щелей Q, каналы электродов Vd (base top)/ e.

Рис. 10. Амплитудные спектры детектора Ti/Nb/Al,AlOx/Al/Nb/NbN. На рис. 11 приведен амплитудный Образец А21Е (140*280 мкм2).

спектр СТП-детектора А18Е, измеренный с Генераторный пик соответствует сбору лучшей статистикой. На спектре видны 2.2 106электронов.

линии К и К Mn, К и К Ti, К Si и К Al.

Достигнуто энергетическое разрешение на уровне 90 эВ на линии 6 кэВ, что примерно в 1.7 раза лучше, чем в кремниевых полупроводниковых детекторах.

Восьмая глава посвящена рекомбинационным эффектам в СТП-детекторах. С помощью метода рентгеновской флюоресценции изучена зависимость сигнала детектора от энергии поглощенного кванта. Обнаружена сильная нелинейность отклика детектора, обусловленная собственной рекомбинацией неравновесных квазичастиц (см. рис. 12) [A13].

Счет Счет Счет генератор Счет Для интерпретации 30K-Mn данных развита диффузионная модель с учетом квадратичного 2000 члена собственной K-Ti рекомбинации квазичастиц.

esc.-K-Mn Дано согласованное описание, K-Al 10K-Ti как формы спектральной линии K-Mn K-Si детектора, так и зависимости амплитуды сигнала от энергии 0 50 100 150 200 250 3поглощенного кванта. Показано, Q, a.u.

что собственная рекомбинация Рис. 11. Амплитудный спектр СТП-детектора А18Е, полученный при облучении рентгеновскими квазичастиц и краевые потери линиями К и К Mn. На спектре также видны дают сравнимые вклады в флуоресцентные К-линии Ti, Al и Si.

уширение линии [A13 - A16].

Предложено приближенное аналитическое выражение для анализа рекомбинационных потерь [A17]:

l2 N0 Ref R 4 d QR ePQ ln Ref , d l2, (13) 2D 1.89a0 1 4 d где QR – уменьшение сигнала вследствие собственной рекомбинации неравновесных квазичастиц при поглощении кванта в центре электрода; PQ- вероятность туннелирования квазичастицы; Ref – эффективный коэффициент рекомбинации, a0 – радиус начального распределения неравновесных квазичастиц. Рекомбинация сопровождается уходом 2фононов из объема электрода. Соответственно, в (13) d – толщина электрода; l2 – длина сводного пробега 2-фонона; - прозрачность границы для ухода фононов; R – константа рекомбинации [7].

Из выражения (13) следует, что рекомбинационные потери QR и рекомбинационное уширение линии зависят от отношения константы рекомбинации R к коэффициенту диффузии, логарифмически зависят от длины диффузии и должны уменьшаться при увеличении толщины электрода d. В главе 8 приведены Счёт 2,экспериментальные данные о зависимости рекомбинационных 2,потерь QR от напряжения на 1,детекторе Vd, которые согласуется с формулой (13) [A17].

1,В заключительной части главы 0,рассмотрена природа остаточного сигнала, возникающего при 0,0 1 2 3 4 5 6 7 поглощении квантов в пассивном E, кэВ электроде. Сигнал пассивного Рис. 12. Калибровка сигнала СТП детектора по электрода изучен в зависимости от энергиям. Квадраты - детектор А84С;

приложенного напряжения, энергии треугольники – детектор А94С.

Кривая 1 – расчет по диффузионной модели.

поглощенного кванта и толщины Прямая 2 – сигнал детектора в отсутствии электродов. Рассмотрено три рекомбинации.

возможных механизма возникновения данных сигналов: многократное туннелирование квазичастиц, обмен 2-фононами между электродами и туннелирование квазичастиц с уровней в области энергетической ловушки. Показано, что увеличение толщины пассивного электрода является эффективным средством ослабления этих сигналов [A22].

В девятой главе рассмотрены вопросы оптимизации конструкции СТПдетекторов с пассивным электродом. Для этого была исследована серия детекторов Ti/Nb(1)/Al,AlOx/Al(2)/Nb(2)/NbN, имевших различные толщины слоев Nb в верхнем и нижнем электродах, а также толщину слоя Al(2). Амплитуда сигналов и ширина спектральной линии были изучены в зависимости от приложенного напряжения и рабочей температуры. Анализ экспериментальных данных проводился на основе диффузионной модели, учитывающей краевые и рекомбинационные потери квазичастиц.

Как было показано в главах 6 и 8, деградация энергетического разрешения связана с зависимостью амплитуды сигнала от координаты поглощения кванта. На рис. схематично изображен график зависимости сигнала Q от координаты поглощения кванта (x0,y0), полученный в диффузионной модели.

При отсутствии краевых и рекомбинационных потерь сигнал Q не зависит от координаты х0 и равен eN0P1 (прямая 1 на рис. 13). В этом случае детектор должен иметь узкую спектральную линию симметричной гауссовой формы. Ширина линии top Q, 10 e определяется флуктуациями туннелирования квазичастиц (собственные флуктуации) и вкладом от электронных шумов.

Рекомбинационные потери ослабляют сигнал на величину 1,2 QR в центре электрода, и 0,примерно в 2 раза сильнее вблизи 0,его периметра (кривая 2 на рис.

13). Краевые потери ослабляют 0,D/a D/a сигнал только вблизи периметра 0,электрода на величину QB 0,(суммарная кривая 3 на рис. 13).

-0,50 -0,25 0,00 0,25 0,x0/a Для оценок можно считать, что Рис. 13. Зависимость сигнала Q от координаты эти вклады аддитивны. В поглощения кванта (x0,y0) (схема). Кривая 1 – результате возникает зависимость Q(x0,y0) при отсутствии краевых и рекомбинацион.

потерь квазичастиц. Кривая 2 - Q(x0,y0) в случае амплитуды сигнала от координаты только рекомбинационных потерь QR. Кривая 3 - поглощения кванта, которая Q(x0,y0) при совместном действии рекомбинационных QR и краевых потерь QB.

приводит к сильному уширению линии и искажению ее формы. По аналогии с ЯМР данное уширение линии можно назвать неоднородным уширением.

Отметим, что изменение сигнала с координатой x0, происходит в полосе шириной примерно равной длине диффузии квазичастиц: D De. Соответственно, для сужения спектральной линии необходимо уменьшить следующие параметры: QR, QB и отношение D / a, где а – размер электрода (см. рис. 13).

Уменьшение параметра D / a является одной из основных идей детекторов с пассивными электродами. Длина диффузии D De уменьшается, прежде всего, за счет малого времени жизни квазичастиц e, которое определяется временем туннелирования T = T-1. Эксперимент показал, что наибольшая амплитуда сигнала и наилучшее энергетическое разрешение достигается при напряжениях, соответствующих разности щелей электродов, Vd (b t )/ e, когда время T и, соответственно, D минимальны.

R Q R Q R B Q + Q Q(x )/(eN P ) Размер электрода a является важнейшим параметром в данной идеологии. Лучшее энергетическое разрешение было получено для детекторов С и Е с максимальными площадями: 6400 мкм2 и 20000 мкм2. Однако, дальнейшее увеличение площади детекторов ограничено электронными шумам. Фактически, ширина линии являлась результатом действия 2-х факторов: неоднородного уширения линии и вклада электронных шумов. В исследованных СТП-детекторах эти вклады примерно одинаковы.

Неоднородное уширение меньше для детекторов с большей площадью. Однако вклад электронных шумов наоборот возрастает при увеличении площади. В результате, ширины линий для детекторов С и Е были примерно одинаковы, около 90 эВ на линии 6 кэВ.

Дальнейшее улучшение энергетического разрешения могло быть достигнуто при уменьшении величин QR и QB. Краевые потери QB обусловлены деградацией сверхпроводящих свойств на боковых гранях электродов. Уменьшение QB связано с подбором методики изготовления туннельных переходов. Отметим, что в процессе выполнения данной работы качество боковых граней электродов было улучшено. В исследуемой серии образцов этот параметр оставался неизменным.

Рекомбинационные потери QR зависят как от свойств используемых материалов, так и от условий ухода 2-фононов из объема электродов. Согласно выражению (13) следовало ожидать уменьшения QR при увеличении толщины электрода d.

Проведенные исследования показали, что увеличение толщин слоев Nb(1) и Nb(2) ведет к улучшению характеристик детекторов. В частности, увеличение толщины верхнего электрода увеличивало эффективность детектора, уменьшало уровень фона и снижало нелинейность отклика детектора. Увеличение толщины слоя Nb(1) ослабляло остаточный сигнал нижнего электрода [A22]. Вместе с тем, было обнаружено, что увеличение толщины верхнего электрода приводило к уменьшению скорости туннелирования T, и, соответственно, к росту длины диффузии D, что препятствовало дальнейшему уменьшению ширины линии, которая оставалась на уровне 90 эВ.

Анализ экспериментальных данных показал, что ширина линии определяется 4-мя вкладами. Первый, это собственная ширина линии, ее вклад невелик и составляет примерно 10 эВ. Второй вклад дает неоднородное уширение линии, обусловленное зависимостью амплитуды сигнала от координаты поглощения кванта вследствие рекомбинационных и краевых потерь квазичастиц. Третий вклад в ширину – это электронный шум. Четвертый – уширение линии вследствие несовершенства методики измерений. Результирующая ширина линии определяется, в первую очередь, неоднородным уширением и вкладом электронных шумов. В работе предложены направления исследований по дальнейшему уменьшению ширины спектральной линии.

Оптимистический прогноз по энергетическому разрешению для детекторов данного типа составляет 50 эВ на линии 6 кэВ.

Десятая глава посвящена теоретическому анализу альтернативной конструкции туннельных детекторов, так называемых стриповых детекторов на основе 2-х туннельных переходов (рис 14 a) [12, A21]. Поглощение кванта излучения происходит в сверхпроводящей полоске-поглотителе (1). Возникающие квазичастицы распространяются в обе стороны от точки поглощения и захватываются в области туннельных переходов (1) и (2). Возникающие сигналы Q1 и Q2 пропорциональны числу квазичастиц, захваченных каждым переходом. Стриповые СТП-детекторы являются позиционно-чувствительными детекторами, которые позволяют определять как энергию, так и координату, поглощенного кванта. В диссертации развита двумерная диффузионная модель стрипового детектора, учитывающая влияние краевых и рекомбинационных потерь квазичастиц в полоске-поглотителе. В случае нулевой рекомбинации получены аналитические решения [A18, A19].

a b Квант ) ) 6Y 5X 51-Рис. 14. a) Стриповый СТП-детектор с двумя сверхпроводящими туннельными переходами: 1 - сверхпроводящая полоска-поглотитель; 2 и 3 - туннельные переходы.

b) Зависимость суммарного сигнала Q Q1 Q2 от координаты поглощения кванта (x0,y0) (фрагмент).

u.

a.

Q.

.u x a,, a.u y.

Для учета рекомбинации проведены численные расчеты [A20, A21].

Показано, что краевые и рекомбинационные потери ведут к зависимости сигналов детектора от координаты поглощения кванта в поперечном направлении и вызывают уширение и искажение формы спектральной линии (см. рис.14-b).

На рис. 15 в качества примера приведены расчеты влияния собственной рекомбинации квазичастиц Ref на сигналы стрипового детектора при различных ширинах полоски-поглотителя. На рис. 15а представлена зависимость суммарного сигнала Q Q1 Q2 от продольной координаты х0 поглощения кванта. Как видно из рисунка, рекомбинационные потери вызывают сдвиг и размытие линии Q (x0 ), которые зависят от ширины полосы b. Размытие линии Q (x0 ) обусловлено зависимостью сигналов Q1 и Q2 от координаты поглощения кванта в поперечном направлении у0. Типичные зависимости Q от координаты y0 показаны на рис. 15b. На рис. 15с приведены формы спектральных линий для стриповых детекторов различной ширины. Из рисунка видно, что собственная рекомбинация вызывает искажение спектральной линии, все более сильное по мере увеличения ширины полоски-поглотителя.

97b) a) 120 c) 68160,0 0,2 0,4 0,6 0,8 1,667560,0 0,2 0,4 0,6 0,8 1,580 650,0 0,2 0,4 0,6 0,8 1,45480 0,0 0,2 0,4 0,6 0,8 1,0 50 100 150 200 250 0,96 0,97 0,98 0,99 1,00 1,x0, a.u. y0/b Q* Рис. 15. Отклик стрипового детектора при различных ширинах полоски-поглотителя в условиях собственной рекомбинации Ref=2*104.

а) Q(x0); b) Q(y0) при x0=a/2; c) Форма спектральной линии.

1 - a/b=10; 2 - a/b=7; 3 - a/b=5; 4 - a/b=4.

Размеры полоски поглотителя (a*b); параметры расчета: a/D=1, =1, h=10, a0=3 мкм * S(Q ) Q Q (x =a/2, y ) В заключении приведены основные результаты диссертации, выносимые на защиту. Диссертация завершается списками опубликованных работ и использованной литературы.

Основные результаты диссертации опубликованы в следующих журнальных статьях автора:

A1. Шпинель В.С., Андрианов В.А., Козин М.Г. Состояние работ в области криогенных детекторов // Известия РАН. сер. физ. 1995. Т. 59. №11. С. 2-20.

A2. Андрианов В.А., Козин М.Г., Нефедов Л.В., Ромашкина И.Л., Сергеев С.А., Шпинель В.С. Изучение сверхпроводящих туннельных переходов Nb/Al/AlOx/Nb для детектирования мягкого рентгеновского и излучения // Известия РАН. сер.

физ. 1996. Т. 60. N° 11. С. 184-191.

A3. Andrianov V.A., Abramova I.V., Koshelets V.P., Kozin M.G., Romashkina I.L., Sergeev S.A., Shpinel V.S. STJ-detector charge output: bias voltage and applied magnetic field dependence. // Proceedings of 7-th International Workshop on Low Temperature Detectors (LTD-7), edited by S. Cooper, Munich, 1997, P. 71-72.

A4. Андрианов В.А., Козин М.Г., Сергеев С.А., Шпинель В.С., Абрамова И.В., Кошелец В.П. Туннелирование неравновесных квазичастиц, возбуждаемых рентгеновскими квантами в несимметричном cсверхпроводящем туннельном детекторе. // Физика низких температур. 1997. Т. 23. N° 11. С.1187-1194.

A5. Andrianov V.A., Gorkov V.P., Romashkina I.L., Kozin M.G., Romashkina I.L., Sergeev S.A., Shpinel V.S., Dmitriev P.N., Koshelets V.P. Diffusion and back tunneling effects on the energy resolution of superconducting tunnel junction detectors. // Proceedings of the European Conference on Energy Dispersive X-ray Spectrometry. 1998. Bologna, Italy. ed. J.E. Fernandez and A. Tartari. P. 81-85.

A6. Andrianov V.A., Dmitriev P.N., Koshelets V.P., Kozin M.G., Romashkina I.L., Sergeev S.A., Shpinel V.S. Back tunneling and phonon exchange effects in superconducting tunnel junction X-ray detectors. // Physica B. 1999. V. 263-264. P. 613-616.

A7. Андрианов В.А., Горьков В.П., Козин М.Г., Ромашкина И.Л., Сергеев С.А., Шпинель В.С., Дмитриев П.Н., Кошелец В.П. Электронные и фононные эффекты в сверхпроводящих туннельных детекторах рентгеновского излучения. // Физика Твердого тела. 1999. Т. 41, №7. С. 1168-1175.

A8. Andrianov V.A., Dmitriev P.N., Koshelets V.P., Kozin M.G., Romashkina I.L., Sergeev S.A., Shpinel V.S. Phonon effects in STJ X-ray detectors. // Nucl. Instr. and Meth. in Phys. Res. A. 2000. V. 444. P. 19-22.

A9. Andrianov V.A., Dmitriev P.N., Koshelets V.P., Kozin M.G., Romashkina I.L., Sergeev S.A. STJ X-Ray Detectors with Killed Electrode.// AIP Conf. Proc. 2002. V. 605. P. 161164.

A10. Andrianov V.A., Gorkov V.P. Numerical Calculations of Diffusion Effects in STJDetectors. // AIP Conf. Proc. 2002. V. 605. P. 39-42.

A11. Samedov V. V., Andrianov V.A. Fluctuations of STJ-Detector Signal due to Competition of Electron and Hole Tunneling Channels. // AIP Conf. Proc. 2002. V. 605. P. 47-50.

A12. Андрианов В.А., Горьков В.П. Диффузионная модель детекторов на основе сверхпроводящих переходов. // Прикладная математика и информатика. 2004. № 19. C. 5-20.

A13. Andrianov V.A., Filippenko L.V., Gorkov V.P., Koshelets V.P. Quasiparticle Recombination in STJ X-ray detectors. // Nucl. Instr. and Meth. in Phys. Res. A. 2006. V.

559. P. 683-685.

A14. Andrianov V.A., Filippenko L.V., Gorkov V.P., Koshelets V.P. Recombination losses in STJ X-ray detectors with killed electrode. // Journal of Physics: Conference Series 2006.

V. 43. P. 1311-1314.

A15. Андрианов В.А., Горьков В.П., Кошелец В.П., Филиппенко Л.В. Рекомбинация квазичастиц в сверхпроводящих туннельных детекторах рентгеновского излучения // Измерительная техника. 2006. № 8. C. 59-64.

A16. Андрианов В.А., Горьков В.П., Кошелец В.П., Филиппенко Л.В. Сверхпроводящие туннельные детекторы рентгеновского излучения. Вопросы энергетического разрешения. // Физика и техника полупроводников. 2007. Т. 41. № 2. C. 221-228.

A17. Andrianov V.A., Filippenko L.V., Gorkov V.P., Koshelets V.P. Bias Voltage Dependence of Quasiparticle Recombination in STJ Detectors with Killed Electrode. // J.

of Low Temp. Phys. 2008. V. 151. P. 287-291.

A18. Andrianov V.A., Gorkov V.P. Quasiparticle Edge Losses in Double STJs Strip X-Rays Detectors. // J. of Low Temp. Phys. 2008. V. 151. P. 327-332.

A19. Андрианов В.А., Горьков В.П. Энергетическое разрешение стриповых сверхпроводящих детекторов с двумя туннельными переходами. // Известия РАН серия физическая. 2008. Т. 72. № 6. С. 793-797.

A20. Andrianov V.A., Gorkov V.P. Quasiparticle Self-Recombination in Double STJs Strip Xray Detectors. // AIP Conference Proceedings. 2009. V. 1185. P. 465-468.

A21. Горьков В.П., Андрианов В.А. Двумерная модель стрипового детектора с двумя туннельными переходами. // Прикладная математика и информатика. 2010. № 36.

С. 25-36.

A22. Андрианов В.А., Кошелец В.П., Филиппенко Л.В. О сигнале пассивного электрода в рентгеновских детекторах на базе сверхпроводящих туннельных переходов. ФТТ, 2011, Т. 53, № 8, С. 1466-1472.

Список цитируемой литературы.

1. Rando N., Peacock A., Dordrecht v. A., Foden C., Engelhardt R., Taylor B. G., Gare P., Lumley J., Pereira C. The properties of niobium superconducting tunneling junctions as Xray detectors. // Nucl. Instrum. and Methods. 1992. V. 313. P. 173-195.

2. Booth N.E. Quasiparticle trapping and the quasiparticle multiplier. // Appl. Phys. Lett. 1987.

V. 50. P. 293-295.

3. Филиппенко Л.В. Интегральные сверхпроводниковые приемные структуры на основе высококачественных туннельных переходов. // Диссертация на соискание ученой степени кандидата физ.-мат. наук. ИРЭ РАН, Москва. 2009. 220 стр.

4. Кулик И.О., Янсон И.К. Эффект Джозефсона в сверхпроводящих туннельных структурах. Москва «Наука» 1970. 273 стр.

5. Golubov A. A., Houwman E. P., Gijsbertsen J. G., Flokstra J., Rogalla H., le Grand J.B., de Korte P.A.J. Quasiparticle lifetimes and tunneling times in superconductor-insulatorsuperconductor tunnel junction with spatially inhomogeneous electrodes. // Phys. Rev. B.

1994. V.49. P. 12953-12968.

Golubov, E. P. Houwman, J. G. Gijsbertsen, V. M. Krasnov, J. Flokstra, H. Rogalla, and M.

Y. Kupriyanov. Proximity effect in superconductor-insulator-superconductor Josephson tunnel junctions: Theory and experiment. // Phys. Rev. B. 1995. V. 51. P. 1073-1089.

6. Cristiano R., Frunzio L., Monaco R., Nappi C., Pagano S. Investigation of subgap structures in high-quality Nb/AlOx/Nb tunnel junctions.// Phys. Rev. B 1994. V. 49. P. 429-440.

7. Kaplan S.B., Chi C.C., Landberg D.N., Chang J.J., Jafarey S., Scalapino D.J. Quasiparticle and phonon lifetime in superconductors. // Phys. Rev. B. 1976. V. 14. P. 4854-4873.

8. Steele A., Kozorezov A. G., Boyd P., Wigmore J. K., Poelaert A., Peacock A., den Hartog R.

Using phonon pulses to characterize superconducting tunnel junction (STJ) X-ray detectors.

// Nucl. Instr. and Meth. in Phys. Res. A: 2000. V. 444. P. 8-10.

9. Goldie D., Brink P. L., Patel C., Booth N. E., Salmon G. L. Statistical noise due to tunneling in superconducting tunflel junction detectors. // Appl. Phys. Lett. 1994. V. 64. P. 3169-3171.

10. Kozorezov G., Wigmore J.K., den Hartog R., Martin D., Verhoeve P., Peacock A.

Quasiparticle diffusion and the energy resolution of superconducting tunneling junctions as photon detectors. I. Theory. // Phys. Rev. B. 2002. V. 66. P. 094510 (1-10).

11. Luiten O.J., Van den Berg M.L., Gomez Rivas J., Bruijn M.P., Kiewiet F.B., de Korte P.A.J.

Quasiparticle diffusion and edge losses in Nb/AlOx superconducting tunnel junction photon detectors. // Proceedings of 7-th International Workshop on Low Temperature Detectors, edited by S.Cooper, Munich, 1997, P. 25-27.

12. Kraus H., v. Feilitzsch F., Jochum J., Mossbauer R.L., Peterreins Th., Prbst F. Quasiparticle trapping in a superconductive detector system exhibiting high energy and position resolution.

// Phys. Lett. B. 1989. V. 231. P. 195-202.







© 2011 www.dissers.ru - «Бесплатная электронная библиотека»

Материалы этого сайта размещены для ознакомления, все права принадлежат их авторам.
Если Вы не согласны с тем, что Ваш материал размещён на этом сайте, пожалуйста, напишите нам, мы в течении 1-2 рабочих дней удалим его.