Добавил:
ivanov666
Опубликованный материал нарушает ваши авторские права? Сообщите нам.
Вуз:
Предмет:
Файл:Исследование полосы преобразования терагерцовых смесителей на эффекте электронного разогрева в NbZr, NbN и в одиночном гетеропереходе AlGaAsGaAs. Моно
.pdf
предотвращающих отток горячих электронов в контакты (Андреевское
отражение на границе нормальный металл-сверхпроводник) и слабому
электрон-фононному взаимодействию при низких температурах. Вольт-
ваттная чувствительность и эквивалентная мощность шума такого болометра
составили ~109 В/Вт и 3×10
-18
Вт/Гц
1/2
при температуре 100 мК [45].
§1.2 Гетеродинные приемники на основе СИС и ДБШ
смесителей
По мере развития радиоастрономии и гетеродинных приемников излу-
чения наиболее широкое практическое применение до недавнего времени
нашли только два типа смесителей: смесители на основе диода с барьером
Шоттки (ДБШ) и смесители на основе туннельного перехода сверхпровод-
ник-изолятор-сверхпроводник (СИС). Еще недавно благодаря своим характе-
ристикам ДБШ в качестве смесителей были
аналогов в гетеродинных приемниках на частотах выше 1 ТГц и перекрывали
диапазон почти до 5 ТГц. СИС смесители в гетеродинных приемниках на
сегодняшний день остаются лидерами в диапазоне частот до 1.2 ТГц.
На ранних этапах развития диоды с барьером Шоттки выполнялись в
виде простого механического контакта металлического провода (
лупроводнику (GaAs) [46, 47]. Широкий диапазон рабочих температур от
15÷20 К до комнатной позволяет использовать компактные холодильные
машины, что, несомненно, является большим достоинством смесителей та-
кого типа. При охлаждении ДБШ наблюдается улучшение их чувствительно-
сти [48]. Такие структуры работают на частотах вплоть до 2.5 ТГц, показывая
при этом шумовую температуру порядка 5000÷9000 К [49].
Поскольку
в терагерцовой области частот создание усиковых ДБШ
смесителей выглядит проблематичным, то дальнейшее развитие технологии
привело к появлению планарных ДБШ выполненных методами
лидерами и практически не имели
усика) к по-
21
фотолитографии [50, 47]. Однако приемники на их основе оказались менее
чувствительны, чем на усиковых ДБШ смесителях, в диапазоне частот ниже
1 ТГц. Здесь сказывается образование в контакте паразитной емкости,
которая шунтирует нелинейное сопротивление контакта, замыкая высокочас-
тотные токи на себя. Избежать ее наличия совсем не удается, но можно су-
щественно уменьшить ее значение (
типичная величина ~1÷5 фФ). Шумовая
температура приемников на основе планарных ДБШ смесителей составляет
2380 К на частоте 585 ГГц при комнатной температуре, и 1250 К и 880 К при
температуре 77 К и 4.2 К, соответственно [51]. Для волноводного варианта
ДБШ смесителя на частоте 2.5 ТГц шумовая температура составила около
16000 К [52], 16800 К [53], для квазиоптического на той же частоте 24000 К
[54]. Также отмечено, что шумовая температура приемников на основе ДБШ,
резко увеличивается с ростом частоты и уже на частоте 5 ТГц составляет
70000 К при температуре 293 К [55]. При этом оптимальная мощность
гетеродина, требуемая для накачки смесителя на основе ДБШ, составляет от
0.5 мВт [51] до 8 мВт [52]. Это является еще одним большим минусом в
создании
ТГц приемников на основе ДБШ, поскольку для их работы
потребуются источники ТГц излучения мощностью порядка несколько мВт,
что достижимо пока только с помощью больших и громоздких газовых лазе-
ров с большим энергопотреблением. Это в свою очередь не всегда приемлемо
для работы на борту самолета или спутника.
Первые работы, посвященные механизму
смешения на сверхпроводя-
щем туннельном переходе, СИС смесителе, появились в начале 80-х годов
прошлого века [56, 57]. Примерно в это же время было проведено
всеобъемлющее теоретическое исследование СИС смесителей и разработана
их квантовая теория [58]. Было показано, что чувствительность СИС
смесителей ограниченна только лишь нулевыми квантовыми флуктуациями, а
значит, нижний квантовый предел шумовой температуры
величину равную
hk =0.05 К/ГГц. На практике для приемников,
составляет
22
использующих СИС смесители в диапазоне частот 50÷800 ГГц, были
RC
получены значения шумовой температуры в 3–5 раз превышающие
квантовый предел [59, 60], что закрепило за этими приемниками репутацию
предельно чувствительных в данном диапазоне частот.
В работе с СИС смесителями существуют определенные сложности.
Первая из них связанна с шумом, возникающим вследствие протекания по
переходу Джозефсоновского тока и
снижающим чувствительность
приемника. Для подавления этого тока смесители приходится помещать в
постоянное магнитное поле [59].
Второй сложностью является паразитная емкость, обусловленная гео-
метрией чувствительного элемента, которая требует создания дополнитель-
ных согласующих цепей по высокой частоте. Для Nb величина емкости на
единицу площади перехода составляет 50÷70 фФ/мкм
2
[59]. Наличие
паразитной емкости ограничивает входную полосу СИС смесителя до
величины порядка
1
, где ν – частота излучения, Δν – полоса СИС
2
смесителя, R и C – нормальное сопротивление и емкость перехода. Наличие
емкости носит и положительный характер [59], она шунтирует
Джозефсоновский ток и смеситель на гармониках гетеродина, тем самым
увеличивая чувствительность приемника.
Для компенсации паразитной емкости СИС смесителя в волноводном
исполнении применяется короткозамкнутый поршень [61], а
в планарном
варианте используются пленочные согласующие цепи, выполненные на той
же подложке, что и сам смеситель. Также возможно использование метода
взаимной компенсации емкостей двух СИС-переходов соединенных микропо-
лосковой линией, играющей роль индуктивности [62].
Построение СИС смесителей с распределенными параметрами позво-
ляет создавать смесители с меньшей зависимостью их полосы от параметров
R
и C. Для такого приемника на частоте 455 ГГц и 630 ГГц получено значение
шумовой температуры 66 К и 210 К, соответственно [63]. Также уменьшения
23
RC
2
величины
2
можно добиться понижением нормального сопротивления
СИС перехода R. Величина нормального сопротивления СИС перехода
составляет порядка 10 Ом и, учитывая что, R
≈ 0.3R уменьшать R нет
RF
смысла, поскольку это приведет к еще большему рассогласованию смесителя
с ВЧ трактом (антенной или волноводом). Интегральное исполнение СИС
смесителя с усилителем ПЧ [64] или гетеродином [65] выполненное на одном
чипе разрешает проблему ВЧ рассогласования.
Третьей сложностью в работе с СИС смесителями является сам прин-
цип квазичастичного детектирования,
а именно в фундаментальном верхнем
частотном пределе, определяемом характеристической частотой щели сверх-
проводника
обнаружено, что при приближении к верхнему частотному пределу
2 h , где Δ – энергетическая щель сверхпроводника. Было
h
чувствительность СИС смесителя снижается, а при приближении к значению
деградация заметно усиливается [66]. Большинство СИС смесителей
4 h
в качестве сверхпроводника используют Nb с критической температурой
9.2 К. Величина энергетической щели в этом материале достигает 3 мэВ, что
соответствует предельной частоте 700 ГГц.
Развитие этого типа смесителей связанно с поиском новых материалов
и созданием различных путей оптимизации уже имеющихся СИС смесителей.
Шумовая температура в 1000 К на
частоте 1 ТГц была достигнута с помощью
приемника на основе Nb СИС смесителя с цепочкой согласования из Al
[67].Для приемника, основанного на смесителе из Nb и оптимизационных
структур из NbTiN, получены шумовые температуры 205 К, 250 K, 315 К и
405 К для частот 798 ГГц, 850 ГГц, 980 ГГц и 1015 ГГц, соответственно [68,
69]. На основе Nb и его соединений удалось создать малошумящий приемник
на основе СИС смесителя работающий на частоте 1.4 ТГц [23].
В технологии СИС смесителей также используются различные высоко-
температурные сверхпроводящие соединения, обладающие гораздо большей
энергетической щелью. Для СИС смесителя выполненного из пленки
24
YBaCuO на подложке из MgO получены значения шумовой температуры
1100 К при рабочей температуре 4.2 К и частоте 330 ГГц, а также
1500÷3000 К при температурах 20÷50 К на частотах 310÷586 ГГц [70].
Несмотря на то, что приемники на СИС туннельных переходах требуют
низкого уровня мощности гетеродина и обладают очень низкими шумами, их
достаточно трудно согласовывать с входным
излучением, и их эффективность
резко падает на частотах, приближающихся к частоте энергетической щели.
Продолжается поиск материалов альтернативных Nb или высокотемператур-
ных керамик, которые позволили бы увеличить ширину энергетической щели,
и тем самым сделать возможным их применение в диапазоне частот выше
1.2 ТГц.
§1.3 Электронный разогрев в сверхпроводниковых пленках
Подробнее остановимся на механизме электронного разогрева в сверх-
проводниковых пленках, осажденных на диэлектрическую подложку, по-
скольку он играет основную роль в работе исследуемых нами структур. С
микроскопической точки зрения такую структуру можно представить как
структуру, состоящую из трех термически связанных подсистем: электронной
и фононной подсистем пленки и фононной подсистемы подложки (рис
Энергия падающего излучения поглощается электронной подсистемой
пленки и быстро распределяется по ней за счет электрон - электронного
взаимодействия (τ
). Посредством электрон-фононного взаимодействия
е-е
энергия передается фононам. А так как время электрон-электронного
взаимодействия намного меньше времени электрон-фононного взаимодейст-
вия, то перераспределение поглощенной энергии внутри электронного газа
происходит гораздо быстрее, чем ее релаксация на фононах. Неравновесные
фононы в пленке могут баллистически уходить из пленки в подложку, яв-
ляющуюся термостатом,
а могут посредством фонон-фононного взаимодей-
. 1).
25
ствия передавать энергию другим фононам, вызывая повышение температуры
фононной подсистемы.
Рис. 1. Схематическое изображение термализации отображающее различные
механизмы энергетической релаксации при реализации эффекта электронного
разогрева в металлических пленках
Это условие выполняется в тонких сверхпроводящих пленках с малой
длиной свободного пробега электронов. А именно, происходит уменьшение
длины свободного пробега электронов относительно упругого рассеяния,
вследствие чего время электрон-электронного взаимодействия становится
больше времени электрон-фононного взаимодействия:
(T)
e e
e ph
(T)
Поскольку изучаемые пленки из-за малых значений коэффициента диффузии
являются «грязными», то для них справедлива формула Альтшулера-Аронова
[71]:
2
RekT
2
sq
ln
1
ee
, (2)
22
Re
sq
где Rsq – поверхностное сопротивление пленки. Основные стадии релаксации
энергии при реализации эффекта электронного разогрева в тонких сверхпро-
водящих пленках показаны на рис. 1. В этом случае имеет место функция рас-
пределения квазичастиц, подобная функции Ферми, с некоторой эффективной
.
26
температурой электронов Te и температурой решетки Tph. Время остывания
T
t
t
C
электронной подсистемы определяется характерным временем, совпадающим
с релаксацией электронов в нормальном состоянии, и определяющимся
временем электрон-фононного взаимодействия (τ
при Т=10 К найденное τ
составило приблизительно 12 пс [72].
e-ph
). Для тонких пленок NbN
e-ph
В рамках данной модели, еще называемой двухтемпературной, поток
энергии через всю систему описывается согласованными уравнениями теп-
лового баланса для электронов (3) и фононов (4):
e
CeV
w1(Te;Tph) I0U0 P
T
ph
CphV
w2(Tph;T0) w1(Te;Tph)
, (3)
,
(4)
где Ce и Cph – удельные электронная и фононная теплоемкости, V – объем
смесителя, U
– мощность постоянного тока, β – коэффициент поглощения
0I0
пленкой высокочастотного излучения, Р – мощность падающего высокочас-
тотного излучения, Т
– температура подложки. Величины w1 и w2, которые
0
описывают потоки энергии от электронов к фононам и от фононов в под-
ложку, определяются следующими выражениями:
w
1
w
2
VA
VA
n
n
(T
T
e
ph
), (5)
e
ph
4
4
(T
T
), (6)
ph
0
где Ae и Aph являются постоянными материала и выражаются как:
e
Ae
n
e phTe
C
A
ph
где τ
– время ухода тепловых фононов в подложку, а n определяется темпе-
es
, (7)
(n 1)
ph
, (8)
3
Tn
phes
ратурной зависимостью времени электрон-фононного взаимодействия.
Температурная зависимость времени электрон-фононного взаимодей-
ствия для пленок NbN
~
T
ph-e
6.1
[72], для Nb
2
~
T [73]. В большинстве
ph-e
27
опубликованных работ, например [74], для тонких пленок металлов в интер-
mT
~
вале температур 1÷20 К получены температурные зависимости
, где
ph-e
m меняется в пределах 1.5÷3.
Уход фононов в подложку ограничивается только толщиной пленки и
тепловым сопротивлением границы между пленкой и подложкой. В работах
[75, 76], упомянутое тепловое сопротивление хорошо описывается теорией
акустического рассогласования пленки и подложки как при гелиевых
(~4.2 К), так и при азотных (~77 К) температурах. Хотя при азотной
температуре оптические фононы возбуждены достаточно сильно, так как их
групповая скорость мала и тепло через границу пленка/подложка передается
главным образом посредством акустических фононов. Время выхода
тепловых фононов в подложку может быть определено как:
4d
, (9)
es
u
где d – толщина пленки, u – скорость акустических фононов, α – коэффициент
акустического согласования плёнки и подложки со стороны плёнки.
Решая систему уравнений (3), (4) получаем стационарные значения
электронной и фононной температур в виде:
Te P
Tph P
CeV
e ph
es
CphV
es
CphV
T
, (10)
T
0
. (11)
0
Воздействие на пленку амплитудно-модулированного излучения с час-
тотой f и мощностью P=P
(1+cos(2
0
ft)) вызывает изменение электронной
температуры чувствительного элемента, находящегося в резистивном со-
стоянии с той же частотой f. Это изменение температуры можно зарегистри-
ровать по изменению падения напряжения на образце при фиксированной
силе тока в его цепи. Получить выражение для частотной зависимости от-
клика, можно решая систему уравнений теплового баланса для электронной
28
(3) и фононной подсистем (4). Аналитическое решение этих уравнений воз-
VC
T
VC
es
C
можно только для квазиравновесного случая, когда изменения электронной и
фононной температур малы, то есть
и
T
T
T
TTT
phphe
ph
. Тогда уравне-
0
0
ния теплового баланса можно переписать в следующем виде:
dT
CeV
CphV
e
dt
d
dt
ph
e
(Te Tph) I0U0 P
e ph
ph
(Tph T0)
es
, (
VC
e
(Te Tph). (13)
e ph
12)
Согласно [77] получаем выражение для частотной зависимости отклика
в виде:
1
2
, (14)
f
)2)
3
U( f )~Te( f ) Te(0)
(1 (2
1 (2
f
f
)2) (1 (2
2
2
)
1
где
11
2
1
11
2
2
1
3
phe
es
esphe
es
esphe
,
esphe
C
ese
C
ph
4
11
4
11
.
esphe
,
2
)(
es
esphe
,
2
)(
es
(15)
В зависимости от соотношения между Ce и Cph, τes и τ
, отклик
e-ph
характеризуется одной или двумя постоянными времени [78, 79]. Если
e ph
, то амплитудно-частотная характеристика отклика пленки имеет
es
два плато. Первое, низкочастотное плато, ограничивается по частоте
временем τes и представляет собой фононный отклик пленки, который
вызван модуляцией температуры всей плёнки, а именно фононами и
электронами. В принципе можно считать этот отклик болометрическим.
Второе, высокочастотное плато, по амплитуде меньше низкочастотного на
величину пропорциональную отношению
ph e
где
,
29
ph e
ph
– время
e ph
C
e
неупругого рассеяния тепловых фононов на электронах. Высокочастотное
плато ограничено снизу по частоте временем τ
временем τ
[78]. В случае, когда значение τ
e-ph
, а сверху по частоте
ph-e
близко к значению τes оба
e-ph
плато сливаются в одно и отклик характеризуется одной постоянной времени
τ, которая приближается к τ
при уменьшении толщины пленки.
e-ph
Двухвременной отклик наблюдался для NbN пленок [80], когда
выполнялось условие (Cph/Ce)>1 (для NbN Cph/Ce=6 при 10 К [88]). При этом
в релаксации сопротивления присутствовали два экспоненциальных
участка. Первый участок – этап релаксации, который с достаточной
точностью определяется временем электрон-фононного взаимодействия и
представляет собой неравновесную часть отклика, связанную с остыванием
электронов до температуры фононов. Второй участок хорошо
апроксимируется временем τes и связан с остыванием плёнки до температуры
подложки, что является болометрическим эффектом. Увеличение доли
неравновесной компоненты в отклике [80], связывается с увеличением
отношения Cph/Ce и тем самым с повышением эффективности фононов в
качестве термостата.
Спектральная независимость эффекта электронного разогрева в
диапазоне длин волн от миллиметрового вплоть до ближнего ИК,
обуславливается подавленным состоянием энергетической щели
сверхпроводящей плёнки в резистивном состоянии [81].
Наряду с процессом электрон-фононного взаимодействия может также
существовать процесс диффузии высокоэнергетичных электронов в контакты
и каждый из них является механизмом релаксации электронной температуры
в тонких сверхпроводящих пленках [82]. Механизм, называемый
диффузионным, реализуется в чистых сверхпроводниковых пленках
металлов, длина L которых меньше электронно-тепловой длины или длины
диффузии электронов за время τ
, которая определяется как:
e-ph
Dl
, (16)
pheed
30
Соседние файлы в предмете [НЕСОРТИРОВАННОЕ]