Андрей Сурков

СТП-детектор (детектор на основе сверхпроводящего туннельного перехода)

    Решение ряда фундаментальных проблем ядерной физики, астрофизики, космологии и других областей науки требует создания принципиально новых детекторов ионизирующего и неионизирующего излучения с малым энергетическим порогом регистрации и высоким энергетическим разрешением. К числу таких проблем можно отнести следующие:

1. Поиск гипотетических слабовзаимодействующих частиц (WIMP), составляющих так называемую темную материю, на существование которой указывают астрономические данные.
2. Разработка детекторов солнечных и галактических нейтрино.
3. Развитие рентгеновской астрономиию
4. Развитие γ-спектроскопии высокого разрешения.
5. Исследование неравновесных фононов, возбуждаемых ядрами отдачи в кристаллах.

    Разрабатываемые в настоящее время детекторы основаны на регистрации возбуждений, вызываемых падающей частицей в поглотителе. В случае поглотителя из изолятора или полупроводника такие возбуждения связаны с фононами и электронами, а в поглотителях из сверхпроводника – с фононами и квазиэлектронами (квазичастицами).Чтобы получить малый энергетический порог и большое энергетическое разрешение в таких детекторах, нужно чтобы энергия этих возбуждений была мала и, чтобы было исключено или уменьшено постороннее термическое возбуждение, температура поглотителей должна быть достаточно низкой, поэтому такие детекторы называются криогенными.
    Если в детекторе в качестве поглотителя служит сверхпроводник, то возникающие при поглощении энергии возбуждения приводят к разрыву куперовских пар и образованию избыточных квазичастиц и фононов. Чтобы разорвать куперовскую пару нужно затратить энергию порядка ширины щели 2Δ, которая может быть, например равна ~1мэВ, что приблизительно в 1000 раз меньше энергии, затрачиваемой на создание пары носителей тока в полупроводнике. Поэтому в сверхпроводнике возникает во столько же раз больше избыточных квазичастиц на единицу поглощенной энергии. Если собрать весь заряд избыточных неравновесных квазичастиц на электроде, то порог регистрации должен понизиться примерно в 1000 раз и разрешение должно улучшиться приблизительно в 1000^1/2 ≈ 30 раз. Но возникающая здесь трудность состоит в том, что собрать неравновесные квазичастицы в случае поглотителя из массивного сверхпроводника и получить электрический сигнал нельзя, так как в сверхпроводнике нельзя создать электрическое поле. Однако детекторы малого объема могут быть сделаны на основе сверхпроводящих туннельных переходов (СТП), в которых поглотителем служит тонкая сверхпроводящая пленка. Впервые такой детектор был сделан с тонкой пленкой Sn для регистрации α-частиц еще в 1969 г. Но эта работа не привлекла внимания, и только в 1986 г. СТП были успешно применены для регистрации мягкого рентгеновского излучения 5,89 и 6,49 кэВ, испускаемого радионуклидом  ⁵⁵Fe. В настоящее время уже созданы прототипы детекторов, обладающие энергетическим разрешением 29 эВ на рентгеновской линии 6 кэВ при теоретическом пределе 4 эВ, и детекторы, имеющие порог срабатывания около 1 эВ. К сожалению, даже в лучших детекторах, созданных к настоящему времени, энергетическое разрешение хуже теоретического предела в несколько раз.
    Одной из основных причин ухудшения разрешения является зависимость сигнала детектора от координаты поглощения кванта (неоднородное уширение). Первичное облако неравновесных квазичастиц занимает сравнительно небольшую область электрода. В дальнейшем квазичастицы посредством диффузии распространяются по объему электрода, при этом одновременно идут процессы туннелирования (что формирует сигнал детектора) и гибели квазичастиц. Под гибелью понимаются все процессы, ведущие к выбыванию квазичастиц из процесса туннелирования, а именно, захват квазичастиц в различные ловушки, обусловленные локальным уменьшением ширины сверхпроводящей щели Δ, процессы рекомбинации квазичастиц с образованием куперовских пар, а также уход квазичастиц в области контактов. Сигнал детектора пропорционален собранному заряду туннельного тока. Обычно предполагается, что основным механизмом неоднородного уширения линии яв­ляется захват неравновесных квазичастиц в ловушки, которые образуются вблизи боковых границ электродов при изготовлении туннельных переходов. В этом случае амплитуда сигнала начинает зависеть от того, насколько близко к границе произошло поглощение кванта. Рекомбинация неравновесных квазичастиц на тепловых квазичастицах пренебрежимо мала, поскольку рабочая температура детектора много ниже температуры перехода в сверхпроводящее состояние. Заметные потери может вызывать лишь собственная рекомбина­ция неравновесных квазичастиц в начальный интервал времени, когда их плотность достаточно велика. Также, при поглощении кванта вблизи границ электрода распространение облака неравновесных квазичастиц идет несколько медленнее, чем в случае поглощения кванта в центре. В результате рекомбинационные потери оказываются большими вблизи границы, что и приводит к неоднородному уширению линии детектора.
    Различают два типа СТП-детекторов. Детекторы с двумя активными электродами и детекторы с пассивным электродом. В детекторах с двумя активными электродами имеют место эффекты многократного туннелирования квазичастиц. 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 реком-бинационные и краевые потери для обоих электродов, свойства которых в силу технологических причин всегда различны. Во втором типе детекторов только один электрод является активным, а свойства другого подавлены с помощью дополнительного слоя-ловушки, напыленного со стороны, противоположной туннельно­му барьеру (пассивный электрод). Детекторы с пассивным электродом имеют ряд потенциальных преимуществ по сравнению с детекторами с многократным туннелированием. Во-первых, ожидалось, что данная конструкция позволит из­бежать удвоения линий, типичного для СТП-детекторов с двумя активными электродами. Во-вторых, благодаря относительно малой длине диффузии должен быть ослаблен вклад граничных областей в аппаратурную форму линии.

Рис. 1. Структура туннельного детектора Ti/Nb/Al/AlOx/Al/ Nb/NbN. а - пространственное расположение слоев; б - структура энергетических уровней квазичастиц. Ef - энергия Ферми, Δ - сверхпроводящая щель, Vb - напряжение смещения, e - заряд электрона; стрелками показана схема движения квазичастиц

    Исследуемые образцы детекторов с пассивным электродом были изготовлены методом магнетронного распыления в Институте радиотехники и электроники РАН. Детекторы имели многослойную структуру Ti/Nb(1)/Al(1)/AlO_x/Al(2)/ Nb(2)/NbN. Вид вольт-амперных характеристик показал, что туннельный переход имеет структуру типа S/I/S’ с различной шириной сверхпроводящей щели для верхнего, Δ₁, и нижнего, Δ₂, электродов.  Схема детектора совместно с энергети­ческой структурой уровней квазичастиц приведена на рис. 1. Нижний электрод, который предполагался пас­сивным, состоял из 3 слоев, последовательно напыленных  на  кремниевую  подложку:  30нм  титана,  100 нм ниобия — Nb(1) и 8нм алюминия — Al(1). При окислении алюминия образовывался барьерный слой Al₂O₃ толщиной 1—2нм. Сверхпроводящая щель вблизи туннельного барьера определялась слоем Nb(1) и составляла ~ 1.4 мэВ. В слое титана происходило заметное уменьшение сверхпроводящей щели. Величина щели определялась низкой температурой перехода в сверхпроводящее состояние титана (Т_с ≈ 0.3K) и эффектом близости соседнего слоя Nb(1). В результате слой Ti играл роль ловушки для квазичастиц и препятствовал их туннелированию из нижнего электрода. Верхний активный электрод напылялся на Al₂O₃ и также состоял из 3 слоев: Al(2) — 13 нм, Nb(2) — 150нм и NbN — 30 нм. Основным поглощающим сло­ем являлся слой Nb(2) со сверхпроводящей щелью Δ ≈ 1.4мэВ. Слой Al(2) с меньшей щелью служил ловушкой для квазичастиц. Этот слой обеспечивал концентрацию квазичастиц вблизи туннельного барьера и увеличивал скорость туннелирования. Слой NbN имел большую щель (температура перехода в сверхпроводящее состояние Т_с ≈ 12 K) и играл роль отражателя квазичастиц от внешней поверхности электрода.
    Таким образом, электроды туннельного детектора имели существенно различные свойства. В верхнем электроде неравновесные квазичастицы имели высокую вероятность туннелирования и малые вероятности потерь. В результате большинство квазичастиц, образующихся 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.
    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, 6400 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.

Рис. 2. Амплитудные спектры СТП-детектора площадью 6400 мкм2. - заряд, перенесенный туннельным током. а - источник 57Co; б - источник 57Co с дополнительным Ti-экраном.

    На рис. 2, a приведен амплитудный спектр, получен­ный при облучении туннельного детектора площадью 6400 мкм² квантами от источника ⁵⁷Co. Две четко выраженные линии соответствуют поглощению рентгенов­ских квантов 6.4кэВ (FeK_α) и 7.04 кэВ (FeK_β) в верхнем электроде детектора. Ширина линии 6.4 кэВ (FeK_α) равна ~ 115 эВ, при этом вклад электронных шумов 75 эВ. Собственное энергетическое разрешение детектора составляет ~ 90 эВ, что заметно лучше по сравнению с полупроводниковыми Si- и Ge-детекторами. Однако по­лученное разрешение много хуже значений, ожидаемых для СТП-детекторов данного типа ΔE_Th ~ 5 эВ. В полученном спектре отсутствует четкая линия, которую можно было бы приписать квантам с энергией 14.4 кэВ. Вместо нее наблюдается непрерывный спектр, простирающийся от нулевых значений до амплитуд, превышающих значения рентгеновских линий 6.4 и 7.04 кэВ. Такой вид спектра связан с неполным поглощением энергии квантов в электродах детектора. Действительно, поглощение квантов с энергиями от 2 до 19 кэВ идет преимущественно за счет фотоэффекта на L-оболочке атомов Nb и сопровождается вылетом фотоэлектронов и последующих оже-электронов. Для квантов с энергией 14.4 кэВ первичный фотоэлектрон имеет энергию ~ 11.7кэВ и длину пробега ~550нм, что в несколько раз больше толщины электрода (193 нм). За счет многократного рассеяния фотоэлектрон имеет практически 100%-ю вероятность выхода за пределы электрода. В результате пик полного поглощения прак­тически отсутствует, а непрерывный спектр сигналов соответствует частичному поглощению энергии квантов 14.4 кэВ, обусловленному выходом фотоэлектронов из детектора. Поэтому спектр должен состоять из пика полного поглощения, а также непрерывного спектра, отвечающего событиям, которые происходят в поверхностных слоях электродов и сопровождаются выходом фотоэлектронов. Отметим, что вклад в непрерывный спектр дают также события, в которых поглощение кванта произошло в нижнем электроде, но часть фотоэлектронов пересекла барьер и выделила энергию в верхнем электроде.
       На рис. 2, б приведен спектр, полученный с помощью того же туннельного детектора, но при установке дополнительного экрана из Ti. Экран имел цилиндрическую форму, и его ось совпадала с линией, соединяющей источник ⁵⁷Co и детектор. Детектор мог регистрировать как излучение источника, так и характеристическое рентгеновское излучение Ti, возбуждаемое излучением источника. В спектре видна дополнительная линия, отвечающая линии Ti K_α с энергией 4.51 кэВ. Кроме того, в области малых энергий наблюдаются два слабых пика, которые можно приписать рентгеновским линиям SiK_α с энергией 1.74 кэВ и Al K_α с энергией 1.46 кэВ, которые возбуждаются излучением источника ⁵⁷Co в кремниевой подложке и алюминиевых слоях детектора. Таким образом, в спектре одновременно присутствует 5 рентгеновских линий, что позволяет провести калиб­ровку сигнала детектора по энергии. На рис. 3 представлены амплитуды сигналов детектора (точки) для различных энергий рентгеновского излучения. Наблюдается сильная нелинейность, кото­рую естественно связать с собственной рекомбинацией неравновесных квазичастиц.

Рис. 3. Калибровка сигнала детектора по энергиям: точки - экспериментальные данные для СТП-детектора площадью 6400 мкм2. 1 - расчет по диффузионной модели, 2 - сигнал детектора в отсутствии рекомбинации

   Проведенные исследования показывают, что форма амплитудных спектров СТП-детекторов в значительной степени определяется диффузионным движением избыточных квазичастиц. Периферийные зоны («юбки») электродов оказывают существенное влияние на форму амплитудных спектров и могут являться источником дополнительных потерь квазичастиц. Кроме того, некоторые особенности работы СТП-детекторов затрудняют их практическое использование. В частности, поглощение излучения как в нижнем так и в вверхнем электродах СТП обычно приводит к возникновению импульсов одинаковой полярности, но разной амплитуды, что усложняет вид получаемых амплитудных спектров. Для усовершенствования СТП-детекторов необходимо дальнейшее изучение физических процессов, возникающих в СТП различного типа после поглощения энергии кванта и возбуждения квазичастиц.

Литература

1.  Шпинель В.С., Андрианов В. А., Козин М.Г. Состояние работ в области криогенных детекторов. - ИЗВ. РАН, сер. физ., 1995
2. В.А. Андрианов, В.П. Горьков, В.П. Кошелец, Л.В. Филиппенко Сверхпроводящие туннельные детекторы рентгеновского излучения. Вопросы энергетического разрешения. - Физика и техника полупроводников, 2007, том 41, вып. 2
3. В.А. Андрианов, В.П. Горьков, М.Г. Козин, И.Л. Ромашкина, С.А. Сергеев, В.С. Шпинель, П.Н. Дмитриев, В.П. Кошелец Электронные и фононные эффекты в сверхпроводящих туннельных детекторах рентгеновского излучения. - Физика твердого тела, 1999, том 41, вып. 7