WWW.DISSERS.RU

БЕСПЛАТНАЯ ЭЛЕКТРОННАЯ БИБЛИОТЕКА

   Добро пожаловать!

Pages:     || 2 | 3 |
Физика и техника полупроводников, 2007, том 41, вып. 2 Сверхпроводящие туннельные детекторы рентгеновского излучения.

Вопросы энергетического разрешения © В.А. Андрианов¶, В.П. Горько↶¶, В.П. Кошелец‡¶¶¶, Л.В. Филиппенко‡ Научно-исследовательский институт ядерной физики им. Д.В. Скобельцына Московского государственного университета им. М.В. Ломоносова, 119992 Москва, Россия † Факультет вычислительной математики и кибернетики Московского государственного университета им. М.В. Ломоносова, 119992 Москва, Россия ‡ Институт радиотехники и электроники Российской академии наук, 103907 Москва, Россия (Получена 29 марта 2006 г. Принята к печати 24 мая 2006 г.) Изучено влияние рекомбинационных и краевых потерь неравновесных квазичастиц на энергетическое разрешение сверхпроводящих туннельных детекторов. Для детекторов Ti/Nb/Al/AlOx/Al/Nb/NbN с пассивным электродом Ti/Nb измерена зависимость сигнала от энергии рентгеновских квантов и изучена форма аппаратурных линий. Проведен анализ экспериментальных данных на основе диффузионной модели туннельных детекторов.

PACS: 29.40.Wk, 74.45.+c, 74.78.Fk 1. Введение поглощения кванта (неоднородное уширение). Первичное облако неравновесных квазичастиц занимает сравВ настоящее время в России и за рубежом проводятся нительно небольшую область электрода. В дальнейшем работы по созданию новых детекторов рентгеновского квазичастицы посредством диффузии распространяются и оптического излучения на основе сверхпроводящих по объему электрода, при этом одновременно идут туннельных переходов (СТП) [1–3]. Эти детекторы долж- процессы туннелирования (что формирует сигнал детекны обладать высоким энергетическим разрешением и тора) и гибели квазичастиц. Под гибелью понимаются низким порогом регистрации по энергии. Конструктивно все процессы, ведущие к выбыванию квазичастиц из СТП-детекторы состоят из двух сверхпроводящих элек- процесса туннелирования, а именно, захват квазичастиц тродов, разделенных тонким слоем изолятора. Погло- в различные ловушки, обусловленные локальным уменьщение кванта излучения в одном из электродов СТП шением ширины сверхпроводящей щели, процессы приводит к разрыву куперовских электронных пар и рекомбинации квазичастиц с образованием куперовских возникновению неравновесных квазичастиц, туннелиро- пар, а также уход квазичастиц в области контактов.

вание которых через изолирующий слой образует сигнал Сигнал детектора пропорционален собранному заряду детектора.

туннельного тока. Обычно предполагается, что основЧисло возникающих квазичастиц N0 пропорционально ным механизмом неоднородного уширения линии явэнергии кванта излучения E и обратно пропорционально ляется захват неравновесных квазичастиц в ловушки, ширине сверхпроводящей щели в энергетическом которые образуются вблизи боковых границ электродов спектре электрода, в котором поглощается квант. По- при изготовлении туннельных переходов [4,5]. В этом скольку порядка миллиэлектронвольта, число образу- случае амплитуда сигнала начинает зависеть от того, ющихся квазичастиц на 3 порядка больше, чем в обыч- насколько близко к границе произошло поглощение ных полупроводниковых детекторах. Именно это опре- кванта.

деляет возможность существенно повысить энергетичеРекомбинационные потери рассматривались в ряде ское разрешение и снизить порог регистрации в туннельработ [6,7]. Рекомбинация неравновесных квазичастиц на ных детекторах. Ожидаемое энергетическое разрешение тепловых квазичастицах пренебрежимо мала, поскольку для детекторов с электродами из Nb составляет 4-10 эВ рабочая температура детектора много ниже температудля рентгеновской линии 6 кэВ. К сожалению, даже в ры перехода в сверхпроводящее состояние. Заметные лучших детекторах, созданных к настоящему времени, потери может вызывать лишь собственная рекомбинаэнергетическое разрешение хуже теоретического предеция неравновесных квазичастиц в начальный интервал ла в несколько раз.

времени, когда их плотность достаточно велика [7].

Одной из основных причин ухудшения разрешения В работе [8] указывалось, что рекомбинация может является зависимость сигнала детектора от координаты приводить к зависимости амплитуды сигнала детектора от координаты поглощения кванта. Так, при поглощении ¶ E-mail: andrva22@mail.ru ¶¶ кванта вблизи границ электрода распространение облака E-mail: v-p-gorkov@yandex.ru ¶¶¶ E-mail: valery@hitech.cplire.ru неравновесных квазичастиц идет несколько медленнее, 222 В.А. Андрианов, В.П. Горьков, В.П. Кошелец, Л.В. Филиппенко чем в случае поглощения кванта в центре. В результате рекомбинационные потери оказываются большими вблизи границы, что и приводит к неоднородному уширению линии детектора.

Данные работы [9] подтвердили это предположение.

К сожалению, анализ был затруднен, поскольку рассматривались детекторы с двумя активными электродами, в которых имели место эффекты многократного туннелирования квазичастиц [10]. В таких детекторах квазичастицы после первого туннелирования из электрода, в котором произошло поглощение кванта, не выходят из игры, а продолжают участвовать в туннелировании уже в обратном направлении, также давая вклад в сигнал.

В расчетах в этом случае необходимо учитывать рекомбинационные и краевые потери для обоих электродов, свойства которых в силу технологических причин всегда различны.

В настоящей работе рассмотрено влияние краевых и рекомбинационных потерь квазичастиц для детекторов, имеющих специальную конструкцию, когда только один электрод является активным, а свойства другого подавлены с помощью дополнительного слоя-ловушки, Рис. 1. Структура туннельного детектора Ti/Nb/Al/AlOx/Al/ напыленного со стороны, противоположной туннельноNb/NbN. a — пространственное расположение слоев; b — му барьеру (пассивный электрод). В разд. 2 описана структура энергетических уровней квазичастиц. EF — энерконструкция туннельных детекторов и методика эксгия Ферми, — сверхпроводящая щель, Vb — напряжение перимента. В разд. 3 приводятся экспериментальные смещения, e — заряд электрона; стрелками проказана схема спектры и рассматривается их структура; там же пред- движения квазичастиц.

ставлены экспериментальные данные по зависимости сигнала детектора от энергии рентгеновского кванта.

В разд. 4 изложена диффузионная модель детектора, ниобия — Nb(1) и 8 нм алюминия — Al(1). При учитывающая рекомбинационные и краевые потери кваокислении алюминия образовывался барьерный слой зичастиц, и приведены результаты модельных расчетов.

Al2O3 толщиной 1-2 нм. Сверхпроводящая щель вблизи В разд. 5 и 6 зависимость сигнала детектора от энергии туннельного барьера определялась слоем Nb(1) и сокванта и аппаратурная форма линии анализируются на ставляла 1.4 мэВ. В слое титана происходило заметоснове диффузионной модели.

ное уменьшение сверхпроводящей щели. Величина щели Отметим, что детекторы с пассивным электродом определялась низкой температурой перехода в сверхимеют ряд потенциальных преимуществ по сравнению проводящее состояние титана (Tc 0.3K) и эффектом с детекторами с многократным туннелированием. Воблизости соседнего слоя Nb(1) [12]. В результате слой первых, ожидалось, что данная конструкция позволит изTi играл роль ловушки для квазичастиц и препятствовал бежать удвоения линий, типичного для СТП-детекторов их туннелированию из нижнего электрода.

с двумя активными электродами. Во-вторых, благодаВерхний активный электрод напылялся на Al2O3 и ря относительно малой длине диффузии должен быть также состоял из 3 слоев: Al(2) — 13 нм, Nb(2) — ослаблен вклад граничных областей в аппаратурную 150 нм и NbN — 30 нм. Основным поглощающим слоформу линии [11].

ем являлся слой Nb(2) со сверхпроводящей щелью 1.4 мэВ. Слой Al(2) с меньшей щелью служил ловушкой для квазичастиц. Этот слой обеспечивал кон2. Методика эксперимента центрацию квазичастиц вблизи туннельного барьера и Исследуемые образцы детекторов были изготовле- увеличивал скорость туннелирования [13]. Слой NbN ны методом магнетронного распыления в Институте имел большую щель (температура перехода в сверхпрорадиотехники и электроники РАН. Детекторы име- водящее состояние Tc 12 K) и играл роль отражателя ли многослойную структуру Ti/Nb(1)/Al(1)/AlOx /Al(2)/ квазичастиц от внешней поверхности электрода.

Nb(2)/NbN. Схема детектора совместно с энергети- Таким образом, электроды туннельного детектора ческой структурой уровней квазичастиц приведена на имели существенно различные свойства. В верхнем рис. 1. Нижний электрод, который предполагался пас- электроде неравновесные квазичастицы имели высокую сивным, состоял из 3 слоев, последовательно напылен- вероятность туннелирования и малые вероятности поных на кремниевую подложку: 30 нм титана, 100 нм терь. В результате большинство квазичастиц, образуюФизика и техника полупроводников, 2007, том 41, вып. Сверхпроводящие туннельные детекторы рентгеновского излучения. Вопросы энергетического... щихся в этом электроде, туннелировали через барьер и формировали сигнал детектора. В нижнем электроде неравновесные квазичастицы захватывались титановым слоем-ловушкой и не могли участвовать в туннелировании. В результате поглощение кванта излучения в нижнем электроде не должно было приводить к образованию сигнала детектора. Отметим также, что в детекторах с пассивным электродом должны отсутствовать эффекты многократного туннелирования квазичастиц [10].

Туннельные детекторы имели в плоскости слоев форму ромба с отношением диагоналей 2 : 1. На одном чипе размещалось 5 детекторов, имеющих различные площади туннельных барьеров: 400, 400, 1800, и 20 000 мкм2. Для формирования отдельных детекторов использовались методы фотолитографии и химического травления. Размеры нижнего электрода превышали размеры верхнего на 2 мкм. Токопроводящие дорожки изготавливались из Nb и имели ширину 5-10 мкм. Более Рис. 2. Амплитудные спектры СТП-детектора площадью подробно методика изготовления туннельных детекто6400 мкм2. Q — заряд, перенесенный туннельным током.

57 ров приведена в [7,14,15]. a —источник Co; b — источник Co с дополнительным Вольт-амперные характеристики (ВАХ) СТП-детекто- Ti-экраном.

ров были измерены при температурах T = 4.2-1.35 K.

При T = 4.2 K ВАХ детекторов всех размеров имели идентичную форму и отличались лишь масштабом по Собственное энергетическое разрешение детектора сооси токов. Удельное сопротивление туннельного барьера ставляет 90 эВ, что заметно лучше по сравнению с составляло 3.3мкОм· см2. Сверхпроводящая щель для полупроводниковыми Si- и Ge-детекторами. Однако поверхнего электрода вблизи барьера равна = 0.94 мэВ t лученное разрешение много хуже значений, ожидаемых и для нижнего электрода = 1.32 мэВ.

b для СТП-детекторов данного типа ETh 5 эВ. Отметим Облучение туннельных детекторов проводилось ратакже, что экспериментальная линия имеет асимметрич57 диоактивным источником Co. Источник Co имел ную форму с крутым правым краем и затянутым спадом 5 линий: 6.4 кэВ (Fe K) и 7.04 кэВ (Fe K), а также в сторону меньших энергий. Такой вид линии типичен линии 14.4, 122 и 136 кэВ. Вероятности поглощения для уширения, вызванного зависимостью сигнала от излучения в верхнем электроде составляли 3.7, 3.координаты поглощения кванта [5].

и 0.42% для квантов с энергиями 6.4, 7.04 и 14.4 кэВ В полученном спектре отсутствует четкая линия, соответственно. Более жесткое излучение в электродах которую можно было бы приписать квантам с энердетекторов практически не поглощалось.

гией 14.4 кэВ. Вместо нее наблюдается непрерывный Регистрация амплитудных спектров проводилась при спектр, простирающийся от нулевых значений до амплитемпературе T 1.35 K. Для подавления джозефсоновтуд, превышающих значения рентгеновских линий 6.ского тока прикладывалось магнитное поле напряжени 7.04 кэВ. Такой вид спектра связан с неполным поностью до 200 Э, направленное параллельно плоскости глощением энергии квантов в электродах детектора.

туннельного барьера вдоль короткой оси ромба. В экспеДействительно, поглощение квантов с энергиями от рименте использовался зарядово-чувствительный преддо 19 кэВ идет преимущественно за счет фотоэффекта усилитель, сигнал которого был пропорционален заряду, на L-оболочке атомов Nb и сопровождается вылетом перенесенному туннельным током. Экспериментальные фотоэлектронов и последующих оже-электронов. Для данные представлены в [16,17].

квантов с энергией 14.4 кэВ первичный фотоэлектрон имеет энергию 11.7 кэВ и длину пробега 550 нм, 3. Амплитудные спектры туннельных что в несколько раз больше толщины электрода (193 нм).

За счет многократного рассеяния фотоэлектрон имеет детекторов практически 100%-ю вероятность выхода за пределы На рис. 2, a приведен амплитудный спектр, получен- электрода. В результате пик полного поглощения практически отсутствует, а непрерывный спектр сигналов ный при облучении туннельного детектора площадью 6400 мкм2 квантами от источника Co. Две четко вы- соответствует частичному поглощению энергии кванраженные линии соответствуют поглощению рентгенов- тов 14.4 кэВ, обусловленному выходом фотоэлектронов из детектора.

ских квантов 6.4 кэВ (Fe K) и 7.04 кэВ(Fe K) в верхнем электроде детектора. Ширина линии 6.4 кэВ (Fe K) рав- Для квантов с энергией 6 кэВ первичные фотоэлекна 115 эВ, при этом вклад электронных шумов 75 эВ. троны имеют меньшую энергию, 3.2 кэВ, и длину проФизика и техника полупроводников, 2007, том 41, вып. 224 В.А. Андрианов, В.П. Горьков, В.П. Кошелец, Л.В. Филиппенко На рис. 3 представлены амплитуды сигналов детектора (точки) для различных энергий рентгеновского излучения. Наблюдается сильная нелинейность, которую естественно связать с собственной рекомбинацией неравновесных квазичастиц. Отметим, что в отличие от работ [6,18,19], в которых нелинейность отклика имела слабо выраженный характер, в детекторах с пассивным электродом нелинейные рекомбинационные эффекты проявляются в наиболее ярком виде.

4. Диффузионная модель туннельного детектора Полученные экспериментальные данные анализироваРис. 3. Калибровка сигнала детектора по энергиям: точки — лись с помощью математической модели, учитывающей экспериментальные данные для СТП-детектора площадью диффузию квазичастиц в электродах детектора. Посколь6400 мкм2, 1 — расчет по диффузионной модели, 2 —сигнал ку толщина электродов значительно меньше их размеров детектора в отсутствие рекомбинации.

в двух других измерениях, задача рассматривается как двумерная. Неравновесные квазичастицы описываются функцией концентрации u(x, y, t), где {x, y} — коорбега 60 нм. Оже-электроны имеют энергию 2 кэВ и динаты в плоскости электродов, t — время. Функция еще меньшую длину пробега, 24 нм. Таким образом, u(x, y, t) удовлетворяет уравнению диффузии, в которое пробег этих электронов меньше толщины электрода. введен дополнительный член, учитывающий рекомбинаПоэтому спектр должен состоять из пика полного по- цию квазичастиц:

Pages:     || 2 | 3 |



© 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.