Болометрический и неравновесный фотоотклик тонких пленок YBa2 Cu3 O7- δ на импульсное лазерное излучение тема автореферата и диссертации по физике, 01.04.07 ВАК РФ

о

На правах рукописи

КУМИНОВ Павел Борисович

БОЛОМЕТРИЧЕСКИЙ И НЕРАВНОВЕСНЫЙ ФОТООТКЛИК ТОНКИХ ПЛЁНОК УВагСщО-^ь НА ИМПУЛЬСНОЕ ЛАЗЕРНОЕ ИЗЛУЧЕНИЕ

Специальность 01.04.07 - физика твёрдого тела

АВТОРЕФЕРАТ

диссертации на соискание учёной степени кандидата физико-математических наук

Москва-1997 ,

Работа выполнена в Московском педагогическом государственном университете на кафедре общей и экспериментальной физики.

Научные руководители: доктор физико-математических наук,

профессор ГОЛЬЦМАН Г.Н.; кандидат физико-математических наук,

СЕРГЕЕВ A.B.

Официальные оппоненты: доктор физико-математических наук, старший научный сотрудник ГАЛКИНА Т.Н. доктор физико-математических наук, старший научный сотрудник ОВСЯННИКОВ Г.А.

Ведущая организация: научно-исследовательский институт ядерной физики при Московском государственном университете им.М.В. Ломоносова

Защита состоится <?..^^^.1997 года в часов на заседании Диссертационного совета К 053.01.03 в Московском педагогическом государственном университете по адресу: 119435, Москва, Г-435, уя.Малая Пироговская, Д.29, ауд.ЗО.

С диссертацией можно ознакомиться в библиотеке университета (119435, Москва, М.Пироговская ул., д.1, МПГУ).

2/ ^ ¿¿¿Я^А.

Автореферат разослан «.......>............1997 г.

Учёный секретарь Диссертационного совета ТВАК-ГОРСКАЯ Л.Б.

ОБЩАЯ ХАРАКТЕРИСТИКА РАБОТЫ.

Актуальность темы диссертации. После открытия высокотемпературных сверхпроводников в физике твёрдого тела интенсивно развивается направление, связанное с исследованием кинетики электронов и фононов в ВТСП. Этот интерес связал как со всесторонним исследованием физических характеристик этих материалов, так и с перспективами их использования в качестве элементов твёрдотельной сверхпроводниковой электроники. Одним из подходов к разрешению этой проблемы является изучение воздействия электромагнитного излучения на тонкие плёнки ВТСП. К настоящему времени накоплен значительный экспериментальный материал о процессах, происходящих в тонких плёнках ВТСП под действием излучения.

Активно проводятся исследования болометрического эффекта, эффекта Джозеф-сона и неравновесного отклика, то есть отклика, связанного с изменением только электронных состоянии в объёме сверхпроводника под действием излучения.

Лучше всего понятна природа эффектов в миллиметровой и субмиллиметровой областях спектра. Характерные черты эффекта Джозефсона наблюдались в гранулированных плёнках достаточно малых размеров, включающих небольшое число межгранульных барьеров. В больших обралцах естественная неидентичность межгранульных контактов приводит к размытию джозефсоновских особенностей в результате чего возникает проблема" идентификации этого механизма.

В работе [1] наряду с эффектом Джозефсона был обнаружен и исследован неравновесный отклик, аналогичный электронному разогреву в тонких плёнках традиционных сверхпроводников [2]. Результаты измерений [1] показывают, что при воздействии субмиллиметрового излучения на гранулироанные пленки УВаСиО, в достаточно большом магнитном поле (В > 1 Тл), джозефсоновский механизм оказывается подавленным, а при длинах волн излучения Л < 0,4 мм джозефсоновскал специфика вообще не проявляется. В этих условиях, когда в обычных сверхпроводниках наблюдается электронный разогрев [2], доминирующим оказывается неравновесный отклик и время релаксации неравновесного состояния, интерпретируемое как время электрон-фононного взаимодействия тс_р/,, соответствует пикосекундному диапазону (при Т — 4,2 К те_р/, ~ 30 пс). Температурная зависимость времени электрон-фононного взаимодействия, рассчитанная по величине отклика в рамках модели электронного разогрева ~ 71-1, совпадает с результатами непосредственных измерений при гелиевых температурах и даёт значение 1 — 2 пс при 77 К. Такие же величины были затем косвенно получены в чисто оптических экспериментах по методу оптической накачки и зондирования (ритр-ргоЪе): 0.5 -г-1.5 пс, и совсем недавно измерены прямым методом: 1.1 -т- 3.5 пс другими исследовательскими группами.

В оптической и ИК областях спектра неравновесный отклик [3] сводится к. подавлению сверхпроводящего параметра порядка в гранулах оптическим излучением и, следовательно, уменьшению критического тока слабых связей. Тогда часть слабых связей, для которых ток смещения оказывается теперь больше критического, переходит в нормальное состояние, давая прирост сопротивления. Следует отметить, что многочисленные поиски отклика слабых связей на оптическое излучение в высокотемпературных сверхпроводниках не дали ясных результатов и вопрос о его механизме до сих пор остаётся открытым.

В связи со специфическим характером резистивного состояния тонких двумерных ВТСП плёнок, обусловленного фазовым переходом Костерлица-Таупесса, Кадин и др. [4] предложили механизм детектирования, основанный на разрыве пары вихрь-антивихрь под действием кванта излучения, приводящий к возникновению дополнительного сопротивления при движении вихря и антивихря к противоположным сторонам плёнки за счёт транспортного тока. К сожалению, пока никто не смог наблюдать отклик ВТСП, связанный с фазовым переходом Костерлица-Таулесса.

Таким образом, в настоящее время предложен ряд механизмов возникновения неравновесного резистивного отклика в ВТСП материалах в оптическом диапазоне спектра (например [3,4]). Однако, лишь разогрев электронов, объясняющий пикосекундяый резистивный отклик, был подтверждён совокупностью экспериментальных результатов в широкой области спектра от видимого до миллиметрового диапазонов длин волн [5,6].

Исследование наносекундного резистивного отклика в работе [7] показало, что постоянная времени отклика не зависит от длины волны электромагнитного излучения от дальнего инфракрасного до видимого диапазонов длин волн. Наиболее важным моментом оказалась обнаруженная прямо пропорциональная зависимость постоянной времени от толщины УВагСи3От-( плёнки. Таким образом, вопрос о природе наносекундного отклика был решён в пользу болометрического эффекта и было показано, что теплоотвод от тонких плёнок ВТСП осуществляется граничным сопротивлением между плёнкой и подложкой (МдО, ЬаАЮз), а не диффузионными процессами в плёнке или подложке.

В сверхпроводящем состоянии ВТСП о наблюдении наносекундного отклика, связанного с изменением кинетической индуктивности, впервые сообщалось в работе [8], где была сделана попытка объяснить релаксацию такого отклика процессом рекомбинации неравновесных квазичастиц, затянутым за счёт перепоглощения фовоаов электронами, что в принципе не применимо для ВТСП [13]. Другие авторы аналогичные результаты приписывали исключительно болометрическому эффекту.

Таким образом, из вышеизложенного следует, что (¡) детектирование электромаг-

нитного излучения тонкими плёнками ВТСП может быть связано с раоными механизмами. Разделение этих механизмов, определение их границ является сложной и актуальной проблемой, (п) Идентификация механизмов фотоотклика в сверхпроводящем состоянии представляет большой интерес, (ш) Также важным является тщательное исследование болометрического эффекта в ВТСП плёнках.

Главной целью диссертационной работы является детальное экспериментальное исследование болометрического эффекта в ВТСП плёнках, изучения теплового сопротивления между ВТСП плёнкой и подложкой и изучение механиомов фотоотклика тонких УВа2Си30гплёнок в сверхпроводящем состоянии вблизи перехода.

Научная новизна. Проведённые исследования позволили получить следующие новые результаты:

1. Обнаружен переход от экспоненциальной к степенной релаксации болометрического отклика высокотемпературных сверхпроводниковых плёнок на импульсное лазерное излучение, который объясняется сменой теплового режима остывания плёнки: релаксация температуры плёнки, обусловленная сопротивлением Капицы на границе плёнки и подложки, сменяется диффузионным переносом тепла в подложку.

2. Измерено время смены режимов релаксации, определяемое временем возврата фононов из подложки в плёнку тд. при температуре Т — 90 К: 350 не для /М203(1102); 30 не для МдО( 100); 15 не для ЛГЛ?а03(1Ю); 10 не для ХаЛЮ3(100); < 0.1 не для ¿/г02(100) + К20:,. Определено тепловое сопротивление границы между УВагСи^От^ плёнкой и некоторыми подложками Кьл при температуреХ = 90 К: 0.53х10~3 К-см2-Вт~1 для МдО; 1.1 х 10"3 К • смг ■ Вт'1 для А1203; 1.15 х 10"3 К ■ см2 ■ Вт"1 для ЬаАЮ3\ 0.76 х Ю-3 К ■ см2 • Вт-1 для Nd.Ga.O3• Из экспериментальных данных вычислены средние коэффициенты прозрачности границы УВа^СщОг-б плёнка - подложка для фононов, переносимых через неё в обоих направлениях: плёнка-подложка и подложка-плённа а,-). Все величины коэффициентов прозрачности лежат в пределах 0.02 -5- 0.1.

3. Впервые обнаружен и исследован неравновесный индуктивный фотоотклик вблизи сверхпроводящего перехода, связанный с разогревным эффектом, при котором неравновесная функция распределения квазичастиц описывается электронной температурой.

4. Показано, что отклик тонких У Ва2Си30Т-.ь плёнок в сверхпроводящем состоянии вблизи критической температуры Гс имеет две компоненты: первая пикосекундная составляющая объясняется неравновесными процессами в сверхпроводнике, а вторая на-носекундная компонента имеет болометрическую природу. Характерные времена релаксации квазичастиц и фононов в сверхпроводящем состоянии вблизи сверхпроводящего

перехода (Л < Т) практически совпадают с аналогичными временами в резистивном состоянии сверхпроводника.

Указанные положения выносятся на защиту.

Практическая ценность работы состоит в том, что

— определение теплового граничного сопротивления между ВТСП плёнкой и подложкой, характерных времён ухода фононов из плёнки и их возврата позволяют получать заданные параметры при создании быстродействующих болометров с использованием тонких YBa2Cu30j-i плёнок,

— установление существования в сверхпроводящем состоянии YBcliCusOt-i плёнок вблизи перехода механизмов релаксации индуктивного отклика, таких же, как и в резистивиом состоянии даёт возможность создания быстродействующих (пикосекундных) и малошумящих (отсутствует Джонсоновсхий шум) индуктивных детекторов широкого спектрального диапазона (эффект электронного разогрева неселективен к длине волны излучения) на основе тонких YBaiCu^Or-t плёнок.

Апробация работы. Основные результаты докладывались на:

— конференции "Molecular and Oxides Superconductors", Юджин, Орегон, США, июль 1993;

— I европейской конференции по прикладной сверхпроводимости, Геттинген, Германия, октябрь 1993;

— конференции "Optoelectronics for Information and Microwave System: Superconductor Engineering", Сан Диего, Калифорния, США, январь 1994;

— конференции "Optoelectronic and Microwave Engineering: Superconductors", JIoc Анжел ее, Калифорния, США, январь 1994;

— конференции 'The 1994 Applied Superconductivity Conference", Бостон, Массачусетс, США, октябрь 1994;

а также на семинарах в ПРФЛ МПГУ.

Публикации. По теме диссертации опубликовано 10 работ. Список работ приведён в конце автореферата.

Структура и объём диссертации. Диссертация состоит из введения, четырёх глав и заключения. Объём работы составляет 168 страниц, включая 25 рисунков и 10 таблиц. Библиография содержит 198 наименований.

СОДЕРЖАНИЕ РАБОТЫ.

Во введении обосновывается актуальность выбранной темы исследования, научная новизна и практическая значимость работы, приводится краткое содержание и основные результаты диссертации.

Первая глава содержит обзор литературы по исследованию воздействия электромагнитного излучения на тонкие плёнки сверхпроводников. Проанализированы основные механизмы детектирования в ВТСП плёнках: Эффект Джооефсона, болометрический и неравновесный разогревный эффекты и эффекты, связанные с неравновесной сверхпроводимостью.

В отдельном параграфе описан неравновесный отклик тонких плёнок НТСП па электромагнитное излучение в рамках модели электронного разогрева.

Работы по неравновесному резистивному отклику в плёнках ВТСП проанализированы в рамках механизмов возникновения отклика в интерпретации авторов работ.

Рассмотрены работы, посвященные фотоотклиху тонких плёнок сверхпроводников в сверхпроводящем состоянии. Проанализированы предлагаемые авторами механизмы происхождения отклика по кинетической индуктивности.

Далее обсуждается болометрическая природа наносекундного отклика в ВТСП плёнках в резистивном состоянии и рассмотрен способ переноса тепла в образце. Так как наносекундный отклик тонких плёнок определяется тепловым сопротивлением на границе пленка-подложка, то обсуждены также работы по исследованию теплового граничного сопротивления стационарной и нестационарной методиками.

В конце главы на основе обзора литературы формулируются основные цели диссертации.

Вторая глава посвящена описанию техники и методики исследования с временным разрешением 100 пс времён релаксации в сверхпроводниках при воздействии лазерных импульсов пикосекундного временного диапазона, -а также дана информация об исследуемых образцах.

В главе описана измерительная установка, создапая на базе наносекундного импульсного YAG:Nd лазера, где с помощью многокаскадной ВР-компрессии формируются субнаносекундные и пикосекундные стоксовые импульсы оптического и ближнего ИК диапазонов. Приведена методика измерения амплитудных и временных характеристик фотоотклика с учётом полосы пропускания измерительной аппаратуры и времени воздействующего на образец светового импульса.

В диссертационных исследованиях время переходной характеристики измерительной аппаратуры составляло ~ 100 пс, а с малошумящим предусилителем ~ 200 пс.

В третьей главе диссертации "Механизмы релаксации болометрического фотоотклика тонких плёнок ВТСП на импульсное лазерное излучение'' приведены исследования болометрического фотоотклика тонких YВа2Си30т-1 плёнок на подложках из сапфира А2203(1Т02), оксида магния МдО(ЮО), фианита Zr02(100) + Y1O3, алюмината лантана

ЬаАЮ3(1Щ и галлата неодима N¿040^ 110) и Т1ВагСа^Си30щ плёнок на подложках из М^О(ЮО) на импульсное лазерное излучение. Основное внимание уделено непосредственному измерению быстрых тепловых релаксационных процессов. Идентифицированы различные режимы тепловой релаксации тонких ВТСП плёнок: наносекундная релаксация за счёт ухода фононов через границу плёнка-подложка и более медленная релаксация за счёт диффузионного ухода фононов от границы в подложку. Первый режим определяется прозрачностью границы для фононов или, другими словами, сопротивлением Капицы. Второй режим определяется теплопроводностью подложки. Показано, что характерное время перехода от одного режима к другому равно времени возврата фононов из подложки в плёнку.

Хорошо известно, что диффузионная модель переноса фононов применима в случае, если интересующие времена больше времени рассеяния фононов Гр/, или характерные расстояния больше средней длины свободного пробега фононов Тепловая граница, характеризующаяся коэффициентом пропускания фононов а, вносит новый масштаб в эти параметры. Характерное время, которое требуется фонону, находящемуся вблизи границы, чтобы пересечь эту границу, равно

„ ^

В интересующем нас случае контакта плёнки и подложки тд представляет собой время, за которое вышедший из плёнки фонон, может вернуться из подложки обратно в плёнку. Диффузионная длина, соответствующая времени возврата фононов из подложки в плёнку тд равна

где ВрЛ - коэффициент диффузии фононов, а,-) - коэффициент прозрачности границы для фононов, переносимых из подложки в плёнку. Таким образом, диффузионная модель переноса фононов при наличии тепловой границы применима для времён и расстояний больших, чем тц и /д, соответственно. Релаксация температуры плёнки осуществляется в таком случай за счёт диффузии фононов в подложке. Конечно при условии, что толщина плёнки меньше характерной длины с1 < ¿рл./аГ1. В противном случае, диффузия фононов начнёт осуществляться ещё в плёнке и процесс остывания плёнки будет определяться её теплопроводностью. Для времён и расстояний меньших Гц и процесс остывания плёнки зависит от граничного теплового сопротивления Дм-

Тепловое граничное сопротивление связано с временем ухода фононов через эту границу Тс и определяется как:

(2)

где С} - средняя удельная теплоёмкость фононной системы плёнки.

Временная зависимость температуры плёнки Т/ описывается следующим уравнением:

где с, и 9, - удельные теплоёмкости электронов и фопопов, соответственно, \Уо - поглощённая плёнкой мощность электромагнитного излучения на единицу объёма. Решение такого дифференциального уравнения для температуры плёнки Т/ от времени Ь будет иметь вид

где 0) - температура плёнки в начальный момент релаксации, тъ - характерное время релаксации температуры, в резистивном состоянии тождественное времени спада сигнала. Однако, при аэотных температурах теплоёмкость электронов оказывается гораздо меньше теплоёмкости фононов се <С с,,/,, поэтому для исследованных ВТСП плёнок характерное время релаксации температуры плёнки, тождественное времени характерного спада экспоненциального болометрического отклика ть практически равно времени ухода фононов из плёнки в подложку г„.

Таким образом, из экспериментальных данных легко найти тепловое граничное сопротивление: необходимо лишь определить характерное время экспоненциального спада отклика ть. Как выяснилось, для всех использованных материалов подложек величины Яи лежат в пределах (0.5 -г 1) х Ю-3 К ■ см2 ■ Вт*1.

После нагрева плёнки лазерным импульсом во временном масштабе короче времени возврата фононов из подложки в плёнку 4 < тд через границу переносится тепло только из плёнки (количество неравновесных фононов, вернувшихся из подложки назад в плёнку пренебрежимо мало в течение этого времени после начала релаксации). Но вскоре после того, как тепло начнёт поступать из подложки в плёнку (через время возврата фононов гд), противоположные тепловые потоки через границу плёнка - подложка сбалансиру-ются и граничное тепловое сопротивление не будет играть никакой роли в релаксации температуры плёнки, поскольку она будет определяться теплопроводностью подложки.

Как уже указывалось, релаксация температуры плёнки от начала ухода фононов из плёнки в подложку до времени возврата фононов из подложки в плёнку тц должна иметь экспоненциальную зависимость ехр(—^). Изменение же температуры плёнкл от времени, обусловленное диффузией фононов в подложке, характеризуется степенной зависимостью Как известно из теории теплопроводности, при одномерном процессе остывания

(с. + с^^^лГ + И'о,

ас Те1

(4)

(5)

П = —— СрН

с« -Ь <тк

Время (не)

Рисунок 1. Отклик YBa.2Cv.iO1s плёнки на подложке ио //¿баОз на импульсное лазерное излучение при Т = 90 К, I = 1 и А и Е — 2 мкДж • см-2.

изменение температуры пропорционально Таким образом, релаксация температуры плёнки происходит вначале экспоненциально, сменяясь затем степенной зависимостью с показателем степени —

Экспериментальные исследования фотоотклика ВТСП плёнок на импульсное лазерное излучение длиной волны Л = 0.63 мкм и длительностью импульса тр = 20 пс с временным разрешением 100 пс выявили двухкомпонентную болометрическую релаксацию фотоотклика. Наносекундная релаксация определяется тепловым сопротивлением на границе плёнка-подложка, а последующая более медленная - диффузионными процессами в подложке. На рисунке 1 представлен отлик УВа2Сщ07-1 плёнки на подложке из Ы<ЮаОъ при температуре Т = 90 К, токе смещения 1-Х мА И плотности энергии лазерного импульса Е = 2 мкДж • см-2. Здесь чётко различимы два типа спада сигнала: экспоненциальный и степенной. Для наглядности построены графики соответствующих функций. Из этих рисунков видно, что смена режимов релаксации происходит не мгновенно. На отклике наблюдается некая переходная область. Время от начала релаксации отклика до момента смены режимов определялось по пересечению аппроксимационных экспоненциальной и степенной функций.

В последнем параграфе этой главы из экспериментальных данных проведены расчёты коэффициентов прозрачности тепловой границы для фононов, переносимых через неё, как из плёнки в подложку, так и из подложки в плёнку.

Оценены времена рассеяния фононов в подложках и плёнке. Рассчитанное время рассеяния фононов в У ВагСщ07-( плёнке грь,/ « 204-60 пс совпадает с экспериментально

— и —

полученными значениями времени фонон-электронного рассеяния и 30 -г 40 пс [9].

Проведено сравнение экспериментально полученных значений коэффициентов прозрачности границы плёнка-подложка аг/_, и а,_/ с величинами, расчитанными в рамках известных моделей рассеяния фонопов на границе двух твёрдых тел: традиционной модели акустического согласования [10], и недавно предложенной модели диффузионного рассеяния [11]. Величины коэффициентов прозрачности границы, предлагаемые моделью акустического согласования гораздо ближе к экспериментальным, чем полученные в соответствии с моделью диффузионного рассеяния.

Величины экспериментально полученных значений кооффициентов прозрачности границы для фононов, переносимых через неё из плёнки в подложку и из подложки в плёнку а,_/, сильно различаются и их сумма оказывается много меньше единицы. Согласно модели акустического согласования, для простейшего случая, когда направление скорости фонона, пересекающего границу, совпадает с нормалью к её плоскости (угол падения равен нулю), коэффициенты прозрачности границы с обеих сторон одинаковы и представляются в виде а^, = = у, где 2/ и ь, - акустические импедансы плёнки и подложки. Если же учитывать, что каждый фонон имеет три моды и угол падения не обязательно равный нулю, и провести усреднение, то величины коэффициентов прозрачности не будут одинаковы, хотя и останутся одного порядка. По модели же диффуаионного рассеяния сумма коэффициентов прозрачности границы должна равняться единице а+ = 1.

Можно сделать вывод, что полученные значения средних коэффициентов прозрачности тепловой границы а хорошо описываются моделью акустического согласования. Напротив, выводы модели диффузионного рассеяния фононов на границе не соответствуют полученным результатам.

Четвертая глава "Неравновесный и болометрический индуктивный фотоотклик тонких плёнок высокотемпературных сверхпроводников вблизи сверхпроводящего перехода" посвящена изучению фотоотклика тонких УВа^Си^От^ плёнок на различных подложках на импульсное лазерное излучение в окрестности сверхпроводящего перехода, причём основное внимание уделяется исследованию отклика в сверхпроводящем состоянии вблизи сверхпроводящего перехода.

При переходе образца из нормального состояния в сверхпроводящее, когда его активное сопротивление стремится к нулю, происходит изменение формы осциллограммы отклика на импульсное лазерное излучение вследствие того, что вклад кинетической индуктивности в импеданс становится существенным. Форма осциллограммы отклика тонких плёнок УВа^Си^Ог-с н» импульсное лазерное излучение оптического спектраль-

ного диапазона (в измеряемой полосе частот д/ = 35 -г 5000 МГц) в сверхпроводящем состоянии вблизи сверхпроводящего перехода имеет вид с ярко выраженными остроконечными участками положительной и отрицательной полярности. Из импульсной техники известно, что сигнал такой формы можно получить лишь при наличии в цепи индуктивного дифференцирующего контура, конечно при условии, что вклад в сигнал парапитпых ёмкостей и собственного сопротивления индуктивности пренебрежимо мал [12]. Именно такая ситуация и присутствует в эксперименте, когда образец находится в сверхпроводящем состоянии: собственное его сопротивление равно нулю, а электроёмкости образца и системы съёма сигнала пренебрежимо малы, что подтверждалось для каждого исследованного образца непосредственными измерениями. Следовательно, отличие форм сигналов (изменения напряжения на образце) тонких плёнок сверхпроводников в сверхпроводящем и резистивном состояниях объясняется разными проявлениями электродинамических свойств индуктивности и сопротивления.

Осциллограммы с положительной и отрицательной полярностями характеризуют индуктивный отклик ВТСП плёнок в сверхпроводящем состоянии вблизи сверхпроводящего перехода, однако, они не дают ясного представления о происходящих в них релаксационных процессах. Сигнал, снимаемый с образца в случае наличия только кинетической индуктивности, пропорционален скорости её изменения:

В свою очередь изменение кинетической индуктивности определяется изменением концентрации сверхпроводящих носителей заряда:

иы=-^ьл. (7)

пр

Очевидно, что на форму осциллограммы отклика сверхпроводника в резистивном состоянии на импульс лазерного излучения будет влиять, как изменение кинетической индуктивности, так и сопротивления, в зависимости от их вклада в импеданс.

Любая индуктивность, геометрическая или кинетическая, в нестационарных измерениях играет дифференцирующую роль. Поэтому для наблюдения динамики изменения кинетической индуктивности осциллограму отклика необходимо проинтегрировать, конечно, при условии, что при получении этой осциллограммы вклад активной составляющей в изменяющийся импеданс был пренебрежимо мал. Таким образом, проинтегрированная осциллограмма индуктивного фотоотклика должна продемонстрировать реальный процесс релаксации, происходящий в исследуемом образце.

Осциллограма индуктивного отклика образца УВа2Си%0-!-1 плёнки на подложке из А1г03 (температура сверхпроводящего перехода Т™ = 94 К и — 88 К) и её ин-

4 в 8 10 12

Время (не)

Рисунок 2. Осциллограммы отклика УВа2<7-и307_{ образца на импульсное лазерное излучение при Е = 2 мкДж ■ см'2 и 1 = 1 мА. а) нормальное состояние Т = 96 К, б) резистивное состояние Т ~ 93 К, в) сверхпроводящее состояние Т = 85 К, г) проинтегрированная осциллограмма отклика в сверхпроводящем состоянии.

теграл представлены на рисунках 2в и 2г. Как видно, проинтегрированная осциллограмма фотоотклика по кинетической индуктивности имеет двухкомпонентпый спад. Первая компонента отклика - быстрая, пикосекундная, вторая - относительно медленная, на-носекундная. Подобный двухкомпонентпый отклик наблюдался в таком же временном диапазоне, как в нормальном, так и в резистивном состояниях тонких ВТСП плёнок на импульсное лазерное излучение. В таких экспериментах, полученные осциллограммы дают непосредственную картину релаксационных процессов, происходящих в исследуемых плёнках. Поэтому на рисунке 2 также приведены осциллограммы фотоотклика этого же образца в нормальном состоянии при температуре Т = 98 К (рис.2а) и в резистивном состоянии в области сверхпроводящего перехода при температуре Т = 93 К (рис.2б). На этом рисунке хорошо видно подобие релаксационных процессов приведённых откликов.

Очевидно, что индуктивный отклик вблизи сверхпроводящего перехода, как и реои-стивный следует описывать биэкспоненциальной релаксацией температуры электронной системы в. Вообще, форма отклика плёнок сверхпроводников на электромагнитное излучение сильно зависит от соотношения теплоёмкостей электронов и фононов, поскольку оно определяет время фонон-злектронного взаимодействия грА_е. Однако, при темпера-

турах выше 5 -г 10 К теплоёмкость фононов много больше теплоёмкости электронов и время фонон-электронного воаимодейстия оказывается короче времени ухода фононов из плёнки. В этом случае отклик имеет двукомпоненгный вид, а биэкспоненциальная релаксация электронной температуры описывается следующими уравнениями [13]:

WnT / t \

6(t) = SSL exp--, при t< Tfh.c , (8)

Cc \ Te.phJ

e(t) = T„h(t) = W°Tp exp (--*-), при t>rfh_e, (9)

Ct + Cj,h \ T,,J

В соответствии с уравнением 8 фононы плёнки, благодаря большой теплоёмкости, играют роль термостата для электронов на первом этапе энергетической релаксации - до тех пор, пока электроны не остынут до температуры фононов. Следующий этап (уравнение 9) соответствует болометрическому эффекту, когда электроны и фононы совместно остывают до равновесной температуры подложки. То есть, первая компонента фотоотклика отождествляется с неравновесным откликом с временем релаксации равным времени электрон-фононного взаимодействия те_рл ~ 2 пс, а вторая представляет собой боломе-тический эффект, обусловленный временем ухода неравновесных фононов из плёнки в подложку Те,.

Медленная компонента индуктивного отклика характеризуется наносекундным временем спада и, следовательно, имеет болометрическое происхождение. Спад болометрической компоненты отклика хорошо аппроксимируется экспоненциальной функцией. Это означает, что уход тепла из плёнки регулируется тепловым граничным сопротивлением между плёнкой и подложкой (см.главу 3). Характерное время болометрического спада индуктивного отклика, приведённого на рисунке 2г, составляет ц ~ 5 не. Этот же образец в нормальном состоянии демонстрирует характерное время болометрического экспоненциального спада отклика, обусловленного тепловым граничным сопротивлением между YBaiCuiOi-s плёнкой и подложкой, равное tj, = 5.5 ± 0.5 не. Видно, что два эксперимента, один - в нормальном состоянии образца, другой - в сверхпроводящем состоянии вблизи сверхпроводящего перехода, дают одинаковое значение характерного времени болометрического спада отклика.

Оценки отношения амплитуд быстрой и медленной компонент индуктивпого отклика также совпадают с отношением амплитуд компонент резистивного отклика. Это позволяет сделать вывод о том, что модель однородного электронного разогрева применима для описания первой быстрой пшсосекундной компоненты индуктивного отклика на импульсное лазерное излучение YBaiCuiOr-i плёнок в сверхпроводящем состоянии вблизи сверхпроводящего перехода.

Таким образом, фотоотклик тонких плёнок высокотемпературных сверхпровод-

ников вблизи сверхпроводящего перехода, как в резистивном состоянии, так и в чисто сверхпроводящем, имеет одинаковые механизмы релаксациопных процессов. Пикосекунд-ная составляющая отклика обязана своим происхождением динамике неравновесных квазичастиц и куперовских пар. Наносекундная составляющая отклика определяется граничным сопротивлением Капицы между сверхпроводящей плёнкой и подложкой. Более медленный отклик ассоциируется с диффузией фононов в подложке.

В заключении сформулированы основные результаты, полученные в диссертации.

ОСНОВНЫЕ РЕЗУЛЬТАТЫ.'

1. Обнаружен переход от экспоненциальной к степенной релаксации болометрического отклика высокотемпературных сверхпроводниковых плёнок на импульсное лазерное излучение, который объясняется сменой теплового режима остывания плёнки: релаксация температуры плёнки, обусловленная сопротивлением Капицы на границе плёнки и подложки, сменяется диффузионным переносом теша в подложку. Установлено, что время экспоненциальной релаксации равно времени ухода фононов из плёнки т„, прямо пропорционально толщине плёнки и, практически, не зависит от температуры плёнки в резистивном и нормальном состояниях.

2. Измерено характерное время смены режимов релаксации, определяемое временем возврата фононов из подложки в УВа2Си30-!-( плёнку гд, при температуре Г = 90 К: 350 не для Л*203(П02); 30 не для МдО(ЮО); 15 не для ШСа03(1Ю); 10 не для 1аАЮ3{ту, < 0.1 не для 2г02(100) + У203.

3. Определены величины теплового сопротивления границы между УВа2Си307^1 плёнкой и подложкой Яы при температуре Т — 90 К: 0,53 х 10~3 К ■ см2 - Вт-1 для МдО; 1,1 х Ю-3 К ■ см2 - Вт-1 для А1203; 1,15 х Ю-3 К ■ си2 • Вт"1 для ЬаАЮ3; 0,76 х 10"3 К ■ см2 • Вт-1 для МСаОз.

4. Из экспериментальных данных вычислены средние коэффициенты прозрачности границы УВа2Си30т-е плёнка - подложка для фононов, переносимых через неё в обоих направлених: плёнка-подложка а/_, и подложка-плёнка а._/. Все величины коэффициентов прозрачности лежат в пределах 0.02 -г- 0.1. Полученные сличения средних коэффициентов прозрачности тепловой границы а хорошо описываются моделью акустического согласования. Напротив, выводы модели диффузионного рассеяния фононов на границе не соответствуют полученным результатам.

5. Впервые обнаружен и исследован неравновесный индуктивный фотоотклик вблизи сверхпроводящего перехода, идентифицированный разогревным эффектом, при котором неравновесная функция распределения квазичастиц описывается электронной температурой.

6. Показано, что отклик тонких YBazCuaOj-i плёнок в сверхпроводящем состоянии вблизи критической температуры Тс имеет две компоненты: первая пикосекундная составляющая объясняется неравновесными процессами в сверхпроводнике, а вторая на-носекундная компонента имеет болометрическую природу. Характерные времена релаксации квазичастиц, и фононов в сверхпроводящем состоянии вблизи сверхпроводящего перехода (Д < Т) практически совпадают с аналогичными временами в резистивном состоянии сверхпроводника.

Основные результаты диссертации опубликованы в следующих печатных работах:

• Heusinger М.А., Nebosis R.S., Semenov A.D., Kouminov P.B., Goghidze I.G., Ger-shenzon I.G., Piehler A., Low R., Reschauer N., and Renk K.F. Fast nonblometric photoresponse to visible radiation of agranular Tl — Ва — Са—Си — О film, in "Applied Superconductivity" ed.by Freyhardt H.C. / DGM Informationgesellschaft, Oberursel, 1993, vol.2, pp. 1447-1449.

• Semenov A.D., Sergeev A.V., Goghidze I.G., Kouminov P.B., Heusinger M.A., Nebosis R.S., Gol'tsman G.N., Gershenzoa E.M., Renk K.F. Transparency of YBaCuO-film/substrate interfaces for thermal phonons determined by photoresponse measurements, in "Applied Superconductivity" ed.by Freynhardt H.C. / DGM Informationgesellschaft, Oberursel, 1993, vol.2, pp.1443-1446.

• Sergeev A.V., Semenov A.D., Kouminov P.B., Trifonov V., Goghidze I., Karasik B.S., Gol'tsman G.N., and Gershenzon E.M. Transparency of a yBaiC^sCVfilm/substrate interface for thermal phonons measured by means of voltage response to radiation // Phys.Rev.B, 1994, vol.49, No 13, pp.9091- 9096.

• Gol'tsman G.N., Kouminov P., Goghidze I., and Gershenzon E.M. Nonequilibrium kinetic inductive response of YBaCuO thin films to low-power laser pulses // Physica C, 1994, vol.235-240, pp.1979-1980.

• Gol'tsman G.N., Goghidze I.G., Kouminov P.B., Karasik B.S., Semenov A.D., and Gershenzon E.M. Influence of grain boundary weak links on the nonequilibrium response of YBaCuO thin films to short laser pulses // J.Supercond., 1994, vol.7, No 4, pp.751755.

• Gol'tsman G.N., Kouminov P.B., Goghidze I.G., Karasik B.S., Gershenzon E.M. Non-bolometric and fast bolometric responses of YBaCuO films in superconducting, resistive and normal states, in "High-Temperature Duperconducting Detectors: Bolometric and

Nonbolometric" ed.by Nahum M. and Villegier J.-C., // Proc.SPIE, Bellingham Wa, 1994, vol.2159, pp.81-84.

• Semenov A.D., Heusinger M., Nebosis R., and Renk K.F., Sergeev A.V., Kouminov P.B., Goghidze I.G., and Gershenzon E.M. Whether acoustic mismatch theory holds for the fast bolometric response of YBaCuO films, in "High-Temperature Superconducting Detectors: Bolometric and Nonbolometric" ed.by Nahum M. and Villegier J.-C. // Proc.SPIE, Bellingham Wa, 1994, vol.2159, pp.60-67.

• Nebosis R., Heusinger M., Schatz W., Piehler A., Low R., Reschauer N., and Renk К.F., Semenov A.D., Kouminov P.B., Goghidze I.G., and Gershenzon E.M. Т1ВагСагСи3Од film for detection of visible and far-infrared radiation, in "High-Temperature Superconducting Detectors: Bolometric and Nonbolometric" ed.by Nahum M. and Villegier J.-C. // Proc.SPIE, Bellingham Wa, 1994, vol.2159, pp.77-80.

• Nebosis R., Heusinger M., Schatz W., Piehler A., Low R., Reschauer N., and Renk К.F., Semenov A.D., Kouminov P.B., Goghidze I.G., Gershenzon E.M. Т1ВагСагСч%09ы film as detector for far-infrared radiation, in "Millimeter and Submitlimeter Waves and Applications" ed. by Afsar M.N. // Proc.SPIE, Bellingham Wa, 1994, vol.2250, pp.408-409.

• Gol'tsman G.N., Kouminov P.B., Goghidze I.G., and Gershenzon E.M. Nonequilibrium kinetic inductive response of YBCO thin films to low-power laser pulses // IEEE Trans.Appl.Supercond., 1995, vol.5, No 2, pp.2591-2594.

ЛИТЕРАТУРА.

1. Аксаев Э.Е., Гершензон E.M., Гольцман Г.Н., Радченко О., Семёнов А., Сергеев A.B.

Механизмы детектирования электромагнитного получения в плёнках YBaCuO /'/ СФХТ, 1990, т.З, N8(2), стр. 1928-1942.

2. Гершензон Е.М., Гершегоон М.Е., Гольцман Г.Н., Семёнов А.Д., Сергеев A.B. Разо-

грев электронов в резистивном состоянии сверхпроводника под действием электромагнитного излучения // ЖЭТФ, 1984, т.86, вып.2, стр.758-773.

3. Enomoto Y., and Murakami T. Optical detector using superconducting ВаРЪа_тВг0.зОз thin films // J.Appl.Phys., 1986, vol.59, N11, pp.3807-3814.

4. Kadin A.M., Leung M., Smith A.D., and Murduck J.M. Photofluxonic detection: A new

mechanism for infrared detection in superconducting thin films // Appl.Phys.Lett., 1990, vol.57, N26, pp.2847-2849.

5. Gershenzon E.M., Gol'tsman G.N., Semenov A.D., Sergeev A.V. Mechanism of picosecond

response of granular YBaCuO films to electromagnetic radiation // Solid State Commun., 1990, vol.76, N4, p.493.

6. Semenov A.D., Gol'tsman G.N., Goghidze I.G., Sergeev A.V., Gershenzon E.M., Lang P.T.,

Renk K.F. Subnanosecond photoresponse of a YBaCuO thin films to infrared and visible radiation by quasiparticle induced suppression of superconductivity // Appl.Phys.Lett., 1992, vol.60, N7, pp.903-905.

7. Carr G.L., Quijada M., Tanner D.B., Hirschmugl C.J., Williams G.P., Etemad S., Dutta В.,

de Rosa F-, Ifiam A., Venkatesan Т., Xi X.X. Fast bolometric response by high Tc detectors measured with subnanosecond synchrotron radiation // Appl.Phys.Lett., 1990, vol.57, N25, pp.2725-2727.

8. Bluzer N., Fork D.K., Geballe Т., Beasely M.R., fteizer M., Johnson M., Greenfield S.R.,

Stankus J., Fayer M. Superconducting, transition, and normal state photoresponse in YBCO observed at different temperatures // IEEE Trans.Magn., 1991, vol.27, N2, pp.1519-1522.

9. Karasik В., Lindgren M., Zorin M., Danerud M., Winkler D., Trifonov V., Gol'tsman G.,

and Gershenzon E. Picosecond detection and broadband mixing of near-infrared Tadiation by YBaCuO films, in "High-Temperature Superconducting Detectors: Bolometric and Nonbolometric" ed.by Nahum M. and Villegier J.-C. // Proc.SPIE, Bellingham Wa, 1994, vol.2159, pp.68-76.

10. Khalatnikov I.M. An introduction to the theory of superfluidity / Benjamin, NY, 1965.

11. Swartz E., Pohl P. Thermal boundary resistance // Rev.Mod.Phys.,1989,vol.61,N3,pp.606.

12. Меерович JI. А., Зеличенко JI.Г. Импульсная техника / Советское радио, М., 1953.

13. Sergeev A.V. and Reizer M.Yu. Photoresponse mechanisms of thin superconducting films and superconducting detectors // International Journal of Modern Physics B, 1996, vol.10, N6, pp.635-667.