Механизмы фотоотклика тонких сверхпроводниковых пленок тема автореферата и диссертации по физике, 01.04.07 ВАК РФ

На правах рукописи

ГОГИДЗЕ Иван Георгиевич

МЕХАНИЗМЫ ФОТООТКЛИКА ТОНКИХ СВЕРХПРОВОДНИКОВЫХ ПЛЕНОК

Специальность 01.04.07 - физика твердого тела

АВТОРЕФЕРАТ

диссертации на соискание ученой степени доктора физико-математических наук

Москва-1997

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

Научный консультант: доктор физико-математических наук, профессор ГЕРШЕНЗОН Е.М.

Официальные оппоненты: доктор физико-математических наук,

профессор ВАРЛАМОВ A.A.

доктор физико-математических паук, профессор ГУБАНКОВ В.Н.

доктор физико-математических наук, ведущий научный сотрудник КУДРЯВЦЕВ Е.М.

Ведущая организация: Научно-исследовательский институт ядерной физики при МГУ им. М.В.Ломоносова

часов на заседании Диссертационного Совета Д 053.08.04 при Московском государственном институте стали и сплавов по адресу: 117936, Москва, ГСД-1, Ленинский проспект 4, ауд.Б-739.

С диссертацией можно ознакомиться в библиотеке Московского государственного института стали и сплавов.

Защита состоится

1998 года в

Автореферат разослан «.'гг..г...»

1997 г.

Ученый секретарь Диссертационного Совета

доц. СТАРК Ю.С.

ОБЩАЯ ХАРАКТЕРИСТИКА РАБОТЫ.

Актуальность проблемы и направление исследований. После открытия высокотемпературных сверхпроводников в физике твердого тела интенсивнее стало развиваться направление, связанное с исследованием кинетических процессов б сверхпроводниковых пленках под воздействием электромагнитного излучения. Этот интерес связан как со всесторонним исследованием физических характеристик ВТСП материалов, так и с перспективами их использования в качестве элементов твердотельной сверхироводниковой электроники. К настоящему времени накоплен значительный экспериментальный материал о воздействии излучения на тонкие пленки ВТСП. Наряду с хорошо известными эффектами для его объяснения привлекаются также специфические, характерные только для ВТСП, механизмы воздействия электромагнитного излучения.

Активно проводились исследования болометрического эффекта, эффекта Джозеф-сона и неравновесного отклика, то есть отклика, связанного с изменением только электронных состоянии под действием излучения. Остро стояли вопросы об особенностях проявления и границах существования перечисленных механизмов.

Наиболее понятная ситуация сложилась в миллиметровых и субмиллиметровых областях спектра. Характерные черты аффекта Джоэефсона наблюдались в гранулированных плешах достаточно малых размеров, включающих небольшое число межгранульных барьеров. В больших образцах естественная неидентичность межгранульных контактов приводит к размытию джозефсоновских особенностей, в результате чего возникает проблема идентификации этого механизма.

В работах [1, 2] был обнаружен и исследован (наряду с эффектом Джозефсона) неравновесный отклик, аналогичный электронному разогреву в тонких пленках традиционных сверхпроводников в резистивном состоянии [3]. Результаты измерений в работе [2] показывают, что при воздействии субмиллиметрового излучения на гранулированные пленки УВаСиО, в достаточно большом магнитном поле (В > 1 Тл), джозефсоновский механизм оказывается подавленным, а при длинах волн излучения А < 0.4 им джозефсо-новская специфика вообще не проявляется. В этих условиях, когда в обычных сверхпроводниках наблюдается элекронньщ разогрев [3], доминирующим оказывается неравновесный отклик и время релаксации неравновесного состояния, интерпретируемое как время электрон-фононного взаимодействия т^-рь, соответствует пикосекундному диапазону (при Т = <1.2 К те_рь ~ 30 лс). Температурная зависимость времени электрон-фононного взаимодействия, рассчитанная по веяичипе отклика в рамках модели электронного разогрева Ге-рь ~ Г-1, совпадает с результатами непосредственных измерений при гелиевых температурах и дает значение порядка 1 -г- 2 дс при 77 К.

В оптической и ИК областях спектра нестационарный эффект Джозефсона малоэффективен и межграиулыше слабые связи могут влиять на фотооткяик лишь опосредованно. Неравновесный отклик в отом случае [4] сводится к подавлению сверхпроводящего параметра порядна в гранулах оптическим излучением и, следовательно, уменьшению критического тока слабых связей. Тогда часть слабых свяоей, для которых ток смещения оказывается теперь больше критического, переходит в нормальное состояние, давал прирост сопротивления. Следует отметить, что несмотря на интенсивные исследования в этом направлении, такой мехашпзм детектирования в ВТСП пленках до сих пор не обнаружен.

Первоначальные поиски неравновесного отклика в оптическом диапазоне длип волн, где проводятся исследования большинством групп с использованием техники импульсных лазеров, привели к следующей ситуации. С одной стороны, имелись многочисленные указания на то, что стационарные характеристики отклика существенно отличаются от ожидаемых при однородном нагреве образца, что связывали с неравновесными электронными процессами. С другой стороны, измеренное время отклика в лучшем случае составляло несколько наносекунд [5].

Более детальное исследование наносекундного отклика в работе [6] показало, что постоянная временя отклика не зависит от длины волны электромагнитного излучения от далекого инфракрасного до видимого диапазонов длин волн. Наиболее важным моментом оказалась обнаружеппая прямо пропорциональная зависимость постоянной времени от толщины УВаСиО пленки. Таким образом, вопрос о природе наносекундного отклика был решен в пользу болометрического эффекта и было показано, что теплоотвод от тонких пленок ВТСП осуществляется граничным сопротивлением пленка-подложка (МдО, ЬаАЮ$), а не диффузионными процессами в пленке или подложке.

В связи со специфическим характером резистивного состояния тонких двумерных ВТСП пленок, обусловленным динамикой вихрей Костерлиц-Таулеского типа, Кадин и др. [7] 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 пленки оа счет транспортного тока. Авторы подчеркнули квантовый характер эффекта, где квант излучения приводит к рождению одной пары, хотя и не указали непосредственной реализации предложенного эффекта.

Многие исследовательские группы, как пралипо, отклик сверхпроводника в рези-стивном состоянии связывают с болометрическим эффектом, а в чисто сверхпроводящем состоянии с неравновесным откликом (например см. обоор [8]). В работе [9] впервые был получен индуктивный отклик в тонких пленках УВаСиО в сверхпроводящем состоянии

и имел наносекундное время релаксации. Авторы отклик по кинетической индуктивности связывают с неравновесной сверхпроводимостью, а что касается затянутого времени релаксации фотоотклика, объясняют с временем жшзни квазичастиц и перепоглощением неравновесных фононнов конденсатом (фояонный трэппинг), Последнее утверждение основано на модели Оуэна-Скалапипо [10], созданной для традиционных сверхпроводников, и вообще не приемлема для ВТСП материалов [11].

Традиционные сверхпроводпики с высокими критическими температурами занимают особое место в исследовании неравновесного отклика. С одной стороны, их параметры, в частности время электрон-фононного рассеяния, представляют большой интерес для различных прикладных применений. С другой, реализация условий неравновесного отклика в них более сложная и, по-видимому, близка к той, что имеет место в высокотемпературных сверхпроводниковых пленках.

Таким образом, из вышеизложенного следует, что детектирование электромагнитного излучения тонкими пленками сверхпроводников может быть связано с разными механизмами. Разделение этих механизмов, определение их границ существования является сложной и актуальной проблемой. Обнаружение и детальное исследование неравновесного отклика в сверхпроводниковых материалах, как вблизи (Т > Д), та.к и вдали (Т -С А) перехода, представляет большой интерес, а тщательное изучение болометрического эф фекта даст возможность определить подробности механизма релаксационных процессов и теплового граничного сопротивления между сверхпроводниковой пленкой и подложкой.

Главной целью представленной работы является определение механизмов фотоотклика тонких пленок сверхпроводников, изучение необходимых условий для реализации неравновесного отклика, а также расчет и экспериментальные исследования характеристик пикосекундных неравновесных сверхпроводтшковых детекторов.

Достижение этой цели предполагает решение ряда задач, которые условно можно разделить на три группы:

• исследование резистивного фотоотклика тонких пленок традиционных и высокотемпературных сверхпроводников вблизи сверхпроводящего перехода (Т > Д);

• изучение фотоотклика тонких сверхпроводниковых пленок чисто в сверхпроводящем состоянии вблизи (Т > Д) и вдали (Т -С Д) сверхпроводящего перехода;

• исследование и создание неравновесных- резистивпых и индуктивных сверхпроводниковых детекторов на основе тонких пленок традиционных я высокотемпературных сверхпроводников широкого спектрального диапазона.

В качестве основных объектов исследования бьтли выбраны структз'рированные пленки УВаСиО и нитрида ниобия - ЫЬЫ. Среди ВТСП материалов У1Ва2Си307_{ пленки наиболее известные: имеют высокий уровень технологии и в процессе многолетних

исследований накоплены относительно большие знания основных физических свойств. Что касается пленок ЫЬЫ, в отличие от элементарных сверхпроводников, как было обнаружено в ходе наших исследований, за счет относительно высокой критической температуры они имеют временные характеристики релаксационных процессов сравнительно близкие к ВТСП пленкам. Для реализации неравновесного отклика были необходимы пленки с высокой критической температурой, узким сверхпроводящим переходом и толщиной несколько десятков ангстрем. Наша технологическая группа решила эту задачу, в результате были получены пленки NЬN толщиной менее 50 А на сапфировой подложке с управляемой величиной Гс и с ее воспроизводимостью лучше 0.5 К в диапазоне температур 4.5 14.7 К [12].

В настоящей диссертации изложены результаты исследований, выполненных в 1987-1997 годах. Работа поддерживалась:

• Научным советом по проблеме ВТСП и выполнялась в рамках проектов Государственной программы "Высокотемпературная сверхпроводимость" - N40 "Горизонт" (1988— 1990), N90462 "Горизонт-Г (1991-1993), N93167 "Горизонт-И" (1994-1996) и N96128 "Горизонт-Ш" (1997);

• Соросовским научным фондом - проекты КАЕООО и NAHOOO (1994-1995);

• Российским фондом фундаментальных исследовалий - проект N1-068/4 (1997).

Научная новизна. Комплекс проведенных исследований позволили получить новые результаты, главные из которых могут быть сформулированы следующим образом:

1. В оптической и ближней ИК области спектра обнаружен неравновесный фотоотклик пикосекундного временного диапазона в реоистивном состоянии тонких пленок нитрида ниобия.

2. Впервые получен и исследован двухкомпопентный фотоотклик пленок нитрида ниобия толщиной 3, > 50 А на лазерное амплитудно-модулированное и импульсное излучение оптического и ближнего ИК диапазонов. Показано, что быстрая комнопента фотоотклика связана с неравновесным откликом, а медленная компонента - с быстрым болометрическим эффектом. Определены времена релаксации в электронной и фононной подсистеме: при Т > 10 К те_рь ~ 10 пс и трк-г ~ 50 пс, а время ухода перавновесных фононов ио пленки (й ~ 50 л) в сапфировую подложку тс, составляет ~ 50 л с.

3. Впервые исследованы условия реализации быстрого болометрического эффекта в нитриде ниобия. Экспериментальные результаты свидетельствуют о том, что в суб-наносекундиом интервале времен теплоотвод от пленки определяется сопротивлением Капицы, а не диффузионными процессами распространения тепла в пленке или подложке. Измерено сопротивление Капицы на границе ЛГЬЛГ-пленки и ./^Оз-подложки: йы — КГ2 К см2 вт~г при Т ~ 10 К. Значение коэффициента прохождения фононом

границы ~ Ю-1 являются оптимальными для многих практических приложений болометрического эффекта.

4. Обнаружен и детально исследован пикосекундный неравновесный отклик тонких пленок УВагСицО?_( в реоистивном состоянии на импульсное лазерное излучение оптического и ближнего ИК диапазонов. Выяснены оптимальные условия его наблюдения. Определены времена релаксации в эяектронпой и фопонной подсистеме: тс_р/, ~ 2 пс и

~ 70 пс при азотных температурах.

5. Исследовала спектральная ¡зависимость неравновесного отклика тонких УВа^Си^Оу^^ пленок в оптической и ближней ИК области спектра. Наблюдаемая неселективность неравновесной компоненты фотоотклика УВа^СизОг^ ппенок убедительпо доказывает присутствие эффекта электронного раоогрева в тонких пленках ВТСП. В этом случае неравновесная функция распределения квазичастиц описывается электронной температурой и не зависит от длины волны электромагнитного излучения.

6. В высокоте.мпературных сверхпроводниковых пленках обнаружен переход от болометрического экспоненциального отклика к степенному, что объясняется сменой теплового режима остывания пленки: релаксация температуры ппенки, обусловлеппая сопротивлением Капицы да границе пленки и подложки сменяется диффузионным переносом тепла в подложке. Намерено характерное время смены режимов релаксации, идентифицируемое с временем возврата фононов из подложки в пленку тд при Т = 90 К: 350 не для Ah03; 30 не для МдО\ 15 не для NdGa03\ 10 не для ЬаАЮ3\ < 0.1 яс для Zt02.

7. Определено тепловое граничное сопротивление между пленкой YBa2Cu30rs и различными подложками Rbd при Т = 90 К: 0.53 х 10_s К см2 Вт-1 для МдО\ 1.1 х Ю-3 К см2 Вт'1 для А/203; 1.15 х Ю"3 К см2 Вт1 для LaAlO»\ 0.76 х 10"3 К см2 Вт"1 для NdGaOs. Ио экспериментальных данных определены средние коэффициенты прозрачности границы УВа2Си30г-( пленка - подложка для фононов, проходящих в обоих направлениях; пленка-подложка а/_, и подложка-пленка Полученные значения коэффициентов а ~ Ю^1 4- Ю-2 хорошо описываются моделью акустического согласования. Напротив, выводы модели диффузионного рассеяния фононов на границе не соответствуют полученным результатам.

8. Впервые получен и исследован индуктивный сигнал пикосекундного временпого диапазона в чисто сверхпроводящем состоянии вблизи перехода (Г > А ) в тонких пяеноках УВа,2Си307-е на импульсное лазерное излучение в оптической и ближней ИК области спектра. Установлено, что индуктивный отклик имеет две компоненты, как и в случае релистивного отклика: первая никосекуидная составляющая объясняется неравновесной сверхпроводимостью, а вторая наносекундная компонента имеет болометрическую природу и обусловлена тепловым сопротивлением границы пленка-подложка. Вблизи

перехода характерные времена релаксации квазичастиц и фононов в чисто сверхпроводящем состоянии практически совпадают с аналогичными временами в реэистивном состоянии.

9. Обнаружен и исследован неравновесный индуктивный отклик при низких температурах (Г < А) в топких пленках нитрида ниобия: впервые прямым методом измерено время жиопи квазичастиц п ~ 10 не в пленках толщиной Л = 50 4-100 А. Установлено, что в области низких температур (Т < 0.6 Тс) п имеет экспоненциальную температурную зависимость и пропорционально тошцине сверхпроводящей пленки; величина индуктивного сигнала на плато частотной зависимости слабо, как Г-1'2, растет с понижением температуры.

10. Обнаружен и исследован неравновесный индуктивный отклик вдали от сверхпроводящего перехода (Т -С А) в тонких УВагСизО-;-1 пленках. Впервые экспериментально доказано, что при низких температурах в индуктивном отклике УВа.2С-из07_8 пленок толщиной <1 = 500 А на подложке из ЬаАЮъ, при Т = 4.2К, отсутствует болометрическая составляющая. Показано, что низкотемпературная реализация неравновесного отклика в УВаъСиъОт-й связана с нодальными областями электронного спектра.

Эти положения выносятся на защиту.

Практическая ценность работы заключается в следующем.

1. Проведенные экспериментальные исследования энергетической релаксация электрон-фононного, фонон-олектропного, фонон-фононного взаимодействия в традиционных и высокотемпературных сверхпроводниковых пленках и найденные значения их характерных времен имеют важное значение для описания таких фундаментальных физических явлений как сверхпроводимость и процессы переноса в твердых телах. Выполненные эксперименты стимулировали идентификацию и обобщение механизмов воздействия электромагнитного излучения на пленки сверхпроводников вблизи и вдали сверхпроводящего перехода.

2. Изученные механизмы фотоотклика тонких сверхпроводниковых пленок позволили:

• создать быстрый широкополосный резистивный детектор на основе тонких структурированных пленках ЫЬЫ, работающий в электронном режиме детектирования. Детектор при рабочей температуре Т > 10 К имеет быстродействие тд ~ 10 Лс, вольт-ваттную чувствительность 5(7 ~ 20 В Вт-1 и динамический диапазон ~ 80 ¿В. Оцепка предельного значения параметра дает Щ = 1.3 х 109 см Гц1!2 Вт'1.

• показать возможность использования структурированных тонких пленок УВаСиО в качестве быстрых резистивных детекторов широкого спектрального диапазона от миллиметровых до оптических длин воян излучения. Осуществить электронный режим детектирования УВаСиО резистивного детектора. Постоянная времени и динами-

ческий диапазон детектора составили то ~ 2 пс и 60 <1В соответственно. Предельное значение обнаружительной способности £>£ = 0.7 х 107 см Г^2 Вт'1. Измерения и оценки вольт-ваттной чувствительности показали, что = 1 В Вт'1. В болометрическом режиме детектирования, где постоянная времени УВаСиО болометра определяется временем ухода неравновесных фононов из пленки в подложку, ре-зистивный детектор имеет следующие характеристики (при УВаСиО пленке толщиной (I = 500 А на подложке ЬаАЮз): постоянную времени то = 5 х 10~9 с, вольт-ваттпую чувствительность = 45 В Вт'1 и предельную обпаружительную способность = 2.5 х 107см Гц1/2 Вт'1.

• впервые создать быстрый сверхпроводниковый детектор на основе индуктивного пе-равновесного отклика пленки нитрида ниобия с выходной полосой частот от обратного времени жизни квазичастиц до обратного времени развития электронной лавины А/ ~ 107 1С12 Гц. Детектор имеет быстродействие то ^ 0.1 я с, а малая концентрация равновесных квазичастиц и высокий квантовый выход приводит к величине обнаружительной способности 1>* = 1012 Вт-1 см Гц1/2 при температуре Т = 4.2 К и £>* = Ю16 Вт"1 см Гцг/2 при г = 1.6 К.

• показать возможность создания индуктивного быстродействующего неравновесного детектора на основе тонких пленок УВаСиО. Постоянная времени детектора определяется только временем релаксации электрон-фононного взаимодействия в нодальных областях При понижении рабочей температуры от 10 К до 1 К постоянная времени то меняется от 10 пс до 100 пс, обнаружительная способность В* соответственно улучшается от 109 Вт"1 см Гц1/2 до 4 х 1012 Вт'1 см Гц1!'2.

Вышеизложенные научные результаты характеризуют развитое новое направление в физике твердого тела - исследование неравповесных процессов в тонких пленках высокотемпературных сверхпроводников. Что касается практических результатов они актуальны для важнейшей области современной прикладной тематики - твердотельной сверхпроводниковой электроники, занимающейся созданием и исследованием быстродействующих устройств, основанных на использовании неравновесных процессов как в традиционных, так и высокотемпературных сверхпроводниках.

Достоверность результатов работы подтверждается тщательностью выполненных исследований и обеспечивается путем использования современных методов измерений, применением высокочастотной и высокоточной аппаратуры, анализом значительных массивов экспериментальных данных. Она проявляется в совпадении результатов экспериментов, использованием различных методик, в их повторяемости, в разумном согласии экспериментальных даншлх с теоретическими оценками. Многие результаты, подтверждены экспериментами, выполненными другими исследовательскими группами

как в России, так и за рубежом после опубликования соответствующих работ автора. На эти работы имеются многочисленные ссылки в научных статьях и обзорах (см., например, [8, 13, 14, 15]).

Апробация работы и публикация результатов. Основные результаты докладывались на:

• Международной конференции по сверхпроводниковой электронике - Глазго, 1991.

• III Международной ЛГ2£ конференции по ВТСП - Канадзава, Япония, 1991.

• Российско-германском семинаре по проблеме ВТСП - Санкт-Петербург, Россия, 1991.

• Российско-германском семинаре до проблеме ВТСП - Клостер Ванц, Германия, 1992.

• Международной конференции "Рассеяпие фононов в твердом теле" - Итака, США, 1992.

• конференции "Молекулярные и оксидные сверхпроводники", Юджин, США, 1993.

• I европейской конференции по прикладной сверхпроводимости - Геттипген, ФРГ, 1993.

• конференции "Высокотемпературные сверхпроводящие детекторы: болометрические и неболометрические" - Сан Диего, Калифорния, США, 1994.

• конференции "Оптоэлектронный и микроволновый инженеринг: сверхпроводники" -Лос Анжелес, Калифорния, США, 1994.

• "Конференции по прикладной сверхпроводимости 1994 года" - Бостон, США, 1994.

• "Конференции по прикладной сверхпроводимости 1996 года" - Питсбург, США, 1996.

Основные результаты по теме диссертации опубликованы в 30 печатных работах. Список этих работ приведен в конце автореферата.

Структура и объем диссертации. Диссертация состоит из введения, трех частей, 10 глав, заключения и списка цитируемой литературы, включающий 253 наименования. Объем работы составляет 379 страниц текста, в том числе 60 рисунков и 13 таблиц.

ОСНОВНОЕ СОДЕРЖАНИЕ РАБОТЫ.

Во введении обосновывается актуальность выбранной темы, сформулированы цели работы, показаны научная повизна и практическая ценность полученных результатов, изложены основные положения, вынесенные на защиту.

В первой гдаве приводится обзор литературы по исследованию воздействия электромагнитного излучения на тонкие пленки сверхпроводников. Проанализированы основные механизмы детектирования в ВТСП пленках: эффект Джозефсояа, болометрический эффект и эффекты, связанные с неравновесной сверхпроводимостью.

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

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

Далее показана болометрическая природа наносекундного отклика в ВТСП плен-

ках в резистивном состоянии и рассмотрен способ переноса тепла в образце. Так как наносекундный отклик топких пленок определяется тепловым сопротивлением на границе пленка-подложка, то обсуждены также работы по исследованию теплового граничного сопротивления стационарной и нестациона,рпой методиками.

Рассмотрены работы, посвященные фотоотклику тонких пленок сверхпроводпвков в сверхпроводящем состоянии. Проанализированы предлагаемые авторами механизмы происхождения отклика по кинетической индуктивности.

Изложена общая ситуация в области создания быстродействующих приемников излучения широкого спектрального диапазона.

В копце главы коротко сформулированы цели и задачи исследований и методики экспериментов, используемые в работе.

Во второй главе осповпое внимание уделено оригинальным методикам и экспериментальной технике, позволяющим исследовать кинетику нерановесного состояния с высоким временным разрешением.

Первая часть диссертационной работы (главы 3, 4, 5) посвящается резистивпому отклику тонких пленок традиционных и высокотемпературных сверхпроводников вблизи сверхпроводящего перехода (Т > Д).

В главе 3 исследованы механизмы фотоотклнка тонких пленок нитрида ниобия в резистивном состоянии па воздействие импульсного и амплитудно-модулировапного лазерного излучения, а также изучены времена релаксации сопротивления этих пленок. Экспериментальные результаты показывают, что резистивный фотоотклик NbN толщиной d = 51) 850 А па сапфировой подложке имеет двухкомпопептиую релаксацию.

Фотоотклик образца N1 (ci = 50 Л, Тс = 12.4 К) при рабочей температуре Т = 12.3 К, токе смещения I = 10 мкА и плотности энергии излучения в импульсе Е = 0.2 мкДж см~2 (время по полуширине стоксового светового импульса тр = 20 пс) имел вид функции Гауса (колоко.тообразную форму). Нарастание и спад сигнала в точности определялся шириной полосы схемы регистрации (время не больше 90 пс).

Осциллограмма отклика образца N3 (d = 200 А, Тс — 11.7 К) при рабочей температуре Т = 11.4 К, токе смещения 1 — 10 мкА и плотности энергии излучения Е = 0.2 мкДж см~г показана на рис.1. Форма исследуемого импульса имеет двухком-понентный вид. Первая компонента фотоотклика определяется аппаратурным временем (пе больше 90 пс), а вторая компонента имеет экспоненциальный вид с характерным временем Т\ = 190 пс.

С целью прямого измерения времени быстрой компоненты фотоотклика проводилась запись амплитудно-частотных характеристик (АЧХ) сигнала в зависимости от частоты модуляции / в диапазоне Д/ = 1 8000 МГц с помощью полупроводникового

0.6

2" !

§ 0.4 £ I—

X

О

0.2 0.0

0 200 400 600 800 1000

Время (пс)

Рис.1, Сигнал NbN образца N3 (подложка А12()3, <1 200Л, Тс = 11.7 К) в резистивном состоянии при Т = 11.4 К на импульсное лазерное излучение (Л = 0.63 мкм, тр ~ 20 пс). Характерные времена: тх = те, и т3 = тг_р;,.

лазерного диода с длиной волны излучения А = 0.78 мкм.

Полученная амплитудно-частотная характеристика ЛУ(/) образца N 4 (Тс = 6.5 К, <1 = 200 А), при токе смещения / = 10 мхА, мощности электромагнитного излучения Р = 20 мкВт м при рабочей температуре Т = 6.1 К представлена па рисунке 2а. Обращает на себя внимание наличие двух характерных спадов отклика на частотах /х ^ 890 МГц и /3 г;: 5000 МГц и двух плато. Результаты измерений времен релаксации сопротивления (они отмечены стрелками на частотной характеристике), подученные из двух спадов отклика соответственно равны Тх ^ 180 пс и т3 ~ 32 не. Первый спад фотоотклика, переходящий на второе плато, аппроксимируется с постоянным временем т2 ~ 73 пс (/ = 2200 МГц).

На амплитудно-частотной характеристике образца N1 при рабочей температуре Т = 12.3 К (рис.2б) наблюдается только один слад, при наличии двух плато. Частота среза спада отклика составляет /х ~ 3200 МГц, а соответствующее время тх ~ 50 пс. Время второго слада фотоотклика, при такой рабочей температуре выходит из рамки полосы частот измерении пашей аппаратуры. Спад фотоотклика переходящий на второе плато, аппроксимируется с постоянным временем тг = ту ~ 50 пс (/ = 3200 МГц).

Далее в данной главе диссертациопцой работы показано, что вблизи сверхпроводящего перехода первая быстрая компонента резистивиого отклика является неравновесной и описывается моделью электронного разогрева [3], а вторая компонента имеет болометрическую природу. Таким образом, время неравновесной компоненты определяется, как время элехтрон-фононного взаимодействия а время болометрической компоненты - временем ухода неравновесных фононов из пленки в подложку те1. Экспериментальные результаты свидетельствуют о том, что в субнаносекундном интервале

Л * • Т3< 90пс ■■у » • х,=100пс \/

Ю

5

О

____ -5

(~П

та. -Ю

та

Е* ■ -1 5

-20

^ Е -25

«С

-ЗО

-35

-40

б) т^ропс

ю юо юоо юооо

Частота (МГц)

Рис.2. АЧХ отклика NЪN образцов в резистивпом состоянии на амплитудыо-модулиро-ванное лазерное излучение (А = 0.78 мкм).

а) - образец N4 (Дг203, <1 = 200А, Тс = 6.5 К) при Т = 6.1 К-,

б) - образец N1 (А1гО», <1 = 50А, Тс = 12.4 К) при Т = 12.3 К. Характерные времена: Т1 = теа, т2 = и т3 =

времен теплоотвод от пленки определяется сопротивлением Капицы, а не диффузионными процессами распространения тепла в плепке пли подложке. Времена релаксации в электронной и фопопной подсистеме пленок при температурах Т = 6.1 Л" и Т = 12.3 К соответственно равны: — 32 пс, — 73 пс и тс-р\ — Ю лс (с учетом температурной зависимости г ~ у-1-6 [16]), ~ 50 пс. Время ухода неравновесных фононпов те, не зависит от температуры и для пленок толщиной <1 ~ 200 А и <1 ~ 50 А соотвегственно составило ~ 180 пс и ~ 50 пс.

Сделан вывод, что болометрический эффект, определяющий механизм относительно медленной компоненты фотоотклика пленок А^бАГ толщиной й > 50 А, может быть сведен к минимуму выбором более тонких пленок и созданием из них структуры микронных или даже субмикронных размеров на подложке с хорошей теплопроводностью. Уже при толщине ИЪМ пленки <1 = 50 А времепа фонон-эпектронного взаимодействия и ухода неравновесных фононов становится одинаковыми трь-е — те, = 50 пс (рис.2б), что сопутствует реализации чистого неравновесного отклика, когда те, С трь_е.

В главе 4 изложены результаты исследования быстрого фотоотк.тика тонких пленок УВа^Си^Оу и Т^а^Са^СизОэ в резистивном состоянии па воздействие импульсного и амплатудно-модуяированного лазерного излучения. Исследован и идентифицирован неравновесный резистивный фотоотклик квазичастичного характера в модели электронного разогрева (рис.3 - пикосекундная составляющая). На азотных температурах модуляционным методом в пленках УВаСиО измерено время фонон-электронного взаимодействия тр),_е — 70.6 пс (рис.4), а квазистационарным методом определено время

0.8

0.7

„ 0.6 Ш

5. 0.5

С

| 0.4 О 0.3 0.2 0.1

0.0

0 1 2 3 4 5 6

Время (не)

Рис.3. Сигнал УВаСиО образца N1 (подложка МдО, <1 = 500Л, Тс = 79 К) в реоистивном состоянии при Т — 78 К (Л = 50 Ол.') на импульсное лазерное излучение (Л = 0.63 мкм, гр = 20 лс). Характерные времена: тх = ге, и Тз —

-4«

-50

СП

^70

Ш -80 о

-»О

1 ю юо юоо юооо

Частота (МГц)

Рис.4. АЧХ отклика УВаСиО образца N9 (подложка ЬаАЮй, <1 = 500Л, Гс = 88 К) в резистивном состоянии при Т = 86.3 К (Л = 50 Ом) на амнлитудно-модулированное лазерное излучение (Л = 0.78ма'м). Характерные

времена: т^ — тс< , 7*3 — г, 73 — тг . ^.

электрон-фононного рассеяния Те.рд ~ 2 лс.

Приведены результаты исследования спектральных зависимостей кал пикосекунд-ного (неравновесного), тале и наносекундного отклика (болометрического). Неселективность наносекундной компоненты фотоотклика подтвердила ее болометрическую природу, а изучение спектральной зависимости неравновесного отклика В'ГСП пленок позволило получить ценную информацию о процессах размножения квазичастиц при высоких анергиях за счет взаимодействия квазичастиц с конденсатом через высокоэнергичные фононы и электрон-электронное рассеяние. Покаоано, что предельно высокая эффективность процессов размножения квазичастиц, приводит к неселективности неравновесного отклика.

Кваоистационарным методом определены параметры электрон-фононного взаи-

1,=2.3нс

модействия. Полученные значения времен трь_е и те_рЛ из прямых и квааистационарных измерений довольно хорошо совпадают друг с другом, а также с результатами экспериментов, проведенный термомодуляционпой методикой [17] и ЛОВ спектроскопией [2].

В пятой главе диссертации приведены исследования болометрического фотоотклика тонких У ВаъСизОу^с пленок на подложках из сапфира (А^Оз), оксида магния (МдО), фианита (ЯгОг), алюмината лаптапа (ЬаАЮз) и галлата неодима (ЫсЮаОз) па импульсное лазерное излучение. Основное внимание уделено непосредственному измерению быстрых тепловых релаксационных процессов. Идентифицированы различные режимы тепловой релаксации тонких ВТСП пленок: папосекундная релаксация за счет ухода фоно-пов через границу плен к а-подложка и более медленная релаксация за счет 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 да подложки в пленку.

Хорошо известно, что диффузионная модель переноса фононов применима в случае, если интересующие времена больше времени рассеяния фононов Тф или характерные расстояпия больше средней длины свободного пробега фононов 1рн■ Тепловая граница, характеризующаяся коэффициентом пропускания фононов а, вносит новый масштаб в эти параметры. Характерное время, которое требуется фопону, находящемуся вблизи границы, чтобы пересечь эту границу, равно:

(1)

а*

т.е. тц представляет собой время, за которое вышедший из пленки фонол, может вернуться из подложки обратно в пленку. Диффузионная длина /д, соответствующая времени возврата фононов из подложки в пленку гд равна:

где 1)рА - коэффициент диффузии фононов, - коэффициент прозрачности границы для фононов, переносимых из подложки в пленку. (Здесь и далее индексы з и / обозначают принадлежность параметра подложке и пленке, соответственно.) Таким образом, диффузионпая модель переноса фононов через тепловую грани цу применима для времен и расстояний больших, чем 7"д и 1д, соответственно. Релаксация температуры пленки осуществляется в таком случае за счет диффузии фононов в подложке. Конечно при условии, что толщина плеши меньше характерной длины Л < В противном случае, диф-

фузия фононов начнет осуществляться еще в пленке и процесс остывания пленки будет определяться ее теплопроводностью. Для времен и расстояний меньших тд и /д процесс остывания пленки зависит от граничного теплового сопротивления Дм.

(2)

Тепловое граничное сопротивление связано с временем ухода неравновеспых фо-нонов через эту границу и выглядит:

(»J

где с/ - средняя удельная теплоемкость фоноиов в пленке.

Временная зависимость температуры пленки Т/ описывается уравнением:

at rc,

где Раъа - поглощенная пленкой мощность электромагнитного излучения на единицу объема. Решение такого дифференциального уравнения для температуры пленки Tj от времена t будет иметь вид

T,(t) = Г,(0)вр (--) гь = , (5)

где 3/(0) - температура пленки в начальный момент релаксации, тъ - характерное время релаксации температуры. Однако, при азотных температурах теплоемкость электронов гораздо меньше теплоемкости фононов се <£ СрЛ, поэтому для исследованных ВТ-СП пленок характерное время релаксации температуры пленки, тождественное времени характерного спада экспоненциального болометрического отклика ть практически равно времени ухода фононов из пленки в подложку т„.

Таким образом, из экспериментальных данных легко пайти тепловое граничное сопротивление: необходимо лишь определить характерное время экспоненциального спада отклика ц. Как выяснилось, для всех использованных материалов подложек величины Rbd лежат в пределах 0.5 -fix 10~3 К см5 Вт'1.

После нагрева пленки лазерным импульсом во временном масштабе короче времени возврата фолонов из подложки в пленку t < гд через границу переносится тепло только из пленки (количество неравновесных фононов, вернувшихся из подложки назад в пленку пренебрежимо мало в течение этого времени после начала релаксации), но вскоре после того, как тепло начнет поступать из подложки в пленку (через время возврата фононов гд), противоположные тепловые потоки через границу пленка - подложка сбалаисиру-ются и граничное тепловое сопротивление не будет играть никакой роли в ратаксации температуры пленки, поскольку она будет определяться теплопроводностью подложки.

Как уже указывалось, релаксация температуры пленки от начала ухода фононов из пленки в подложку до времени возврата фононов из подложки в пленку гд должна иметь экспоненциальную зависимость ехр(—Изменение же температуры пленки от времепи, обусловленное диффузией фоыонов в подложке, характеризуется степенной зависимостью t~x. Как известно из теории теплопроводности, при одномерном процессе остывания изменение температуры пропорционально t"5. Таким образом, релаксация температуры пленки происходит вначале экспоненциально, сменяясь затем степенной зависимостью с

Рис.5. Сигнал УВаСиО образца N12 ( подложка N<10а03, Л = 800 Л, Тс = 87 К) на импульсное лазерное излучение (А = 0.63 мам, тр = 20 пс) при Т — 90 К.

показателем степени —

Экспериментальные исследования с временным разрешением 90 пс фотоотклика ВТСП пленок на импульсное лазерное излучение (А = 0.63 мкм, тр = 20 яс) выявили двухкомпонентную болометрическую релаксацию фотоотклика. Наносекундная релаксация определяется тепловым сопротивлением на границе пленка-подложка, а последующая более медленная - диффузионными процессами в подложке. На рисунке 5 представлен отклик УВаСиО пленки на подложке из ]У(2Сга03 ПРИ температуре Т = 90 К, токе смещения 1 = 1 мА и плотности энергии лазерного импульса Е = 2 мкДж см~2. Здесь четко различимы два типа спада сигнала: экспоненциальный и степенной. Для наглядности построены графики соответствующих функций. Из отих рисунков видно, что смена режимов релаксации происходит пе мгновенно. На отклике наблюдается пекая переходная область. Время от начала релаксации отклика до момента смены режимов определялось по пересечению аппроксимациоппых функций экспоненциальной и степенной.

Далее оценены времена рассеяния фононов в подложках и пленке. Расчитанное время рассеяния фононов в УВаСиО пленке и 20-5-60 пс хорошо совпадает с экспериментально полученными значениями времени фонон-электронного рассеяния трк-с — 70 пс.

В последнем параграфе этой главы из экспериментальных данных проведены расчеты коэффициентов прозрачности тепловой границы для фононов, переносимых через нее, как из пленки в подложку, так и из подложки в пленку.

Проведено сравнение экспериментально полученных значений коэффициентов прозрачности границы пленка-подложка и с величинами, расчитаннымн в рамках известных моделей рассеяния фононов на границе двух твердых тел: традиционной модели акустического согласования [18], и недавно предложенной модели диффузионного рассеяния [19]. Величины коэффициентов прозрачности границы, предлагаемые моде-

лью акустического согласования гораздо ближе к экспериментальным, чем полученные в соответствия с моделью диффузионного рассеяния, хотя по абсолютной величине оба приближения дают значительное превышение.

Величины экспериментально полученных значений коэффициентов прозрачности границы для фононов, переносимых через нее из пленки в подложку аи из подложки в пленку а«-/, сильно различаются и их сумма оказывается много меньше единицы. Согласно модели акустического согласования, для простейшего случая, когда направление скорости фонона, переносимого через границу, совпадает с нормалью к ее плоскости (угол падения равен нулю), коэффициенты прозрачности границы с обеих сторон одинаковы и представляются в виде а/-, = = > гДе и ^' акУстические импедансы пленки 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 диффузионного рассеяния сумма коэффициентов прозрачности границы должна равняться единице 4 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.

Во второй части диссертационной работы (главы 6, 7, 8) представлен фотоимпе-дансный отклик тонких сверхпроводниковых плепок чисто в сверхпроводящем состоянии вблизи (Т > Д) и вдали (Т -С Д) сверхпроводящего перехода.

Шестая глава посвящена изучению фотоотклика тонких УВаСиО пленок на различных подложках на импульсное лазерное излучение в окрестности сверхпроводящего перехода, причем основное внимание уделяется исследованию отклика в сверхпроводящем состоянии вблизи сверхпроводящего перехода.

При переходе образца но 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 ипдуктивпости в импеданс становится существенным. Форма осциллограммы отклика тонких плевок УВаСиО на импульсное лазерное излучение оптического спектрального диапазона (в измеряемой полосе частот д/ = 35 4- 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 - с остроконечным положительным участком и последующим отрицательным, можно получить лишь при наличии в цепи индуктивного дифференциру-

ющего контура, конечно при условии, что вклад в сигнал паразитных емкостей и собственного сопротивления индуктивности пренебрежимо мал [20]. Именно такая ситуация и присутствует в эксперименте, когда образец находится в сверхпроводящем состоянии: собственное его сопротивление равно пулю, а электроемкости образца и системы съема сигнала пренебрежимо малы, что подтверждалось для каждого исследованного образца непосредственными измерениями. Следовательно, отличие форм сигналов (изменения напряжения на образце) тонких пленок сверхпроводников в сверхпроводящем и резистивном состояниях объясняется разными проявлениями электродинамических свойств индуктивности и сопротивления.

Осциллограммы с положительной и отрицательной полярностями характеризуют индуктивный отклик ВТСП пленок 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 ее изменению:

<6>

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

= . (7)

Пр

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

Любая индуктивность, певзирая на ее происхождение, геометрическая она или кинетическая, в нестационарных измерениях играет дифференцирующую роль. Исходя из этого, напрашивается вывод о том, что для наблюдения динамики изменения кинетической индуктивности осциллограму отклика необходимо проинтегрировать, конечно, при условии, что прп 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 УВаСиО пленки на подложке из А120з (температура сверхпроводящего перехода Т°п = 94 К и = 88 К) и ее ип-теграл представлены на рисунках 6в и 6г. Как видно, проинтегрированная осциллограмма фотоотклика по кинетической индуктивности имеет двухкомпонентный спад. Первая компонента отклика - быстрая, пикосекундная, вторая - относительно медленная, нано-секупдная. Подобный двухкомпонентный отклик наблюдался в таком же временном диа-

Время (не)

Рис.6. Сигнал с УВаСиО образца на импульсное лазерное излучение (тр = 20 лс) в разных состояниях: а) нормальное Т — 96 К, б) резистивное Т = 93 К, в) сверхпроводящее Т = 85 К; г) проинтегрированный сигнал в сверхпроводящем состоянии.

пазоне в нормальном и в резистивном состояниях тонких ВТСП пленок (рис.3). В таких экспериментах, полученные осциллограммы дают непосредственную картину релаксационных процессов, происходящих в исследуемых пленках. Поэтому на рисунке 6 также приведены осциллограммы фотоотклика этого же образца в нормальном состоянии при температуре Т = 98 К (рис.ба) и в резистивном состоянии в области сверхпроводящего перехода при температуре Т = 93 К (рис.66). На этом рисунке хорошо видно подобие релаксационных процессов приведенных фотооткликов.

Очевидно, что индуктивный отклик вблизи сверхпроводящего перехода, как и рези-стивный следует описывать бяэкспоненциалыюй релаксацией температуры электронной подсистемы д. Вообще, форма отклика пленок сверхпроводников на электромагнитное излучение сильно зависит от соотношения теплоемкостей электронов и фононов. При азотных температурах выше теплоемкость фононов много больше теплоемкости электронов и время фонон-эпектронного взаимодейстия оказывается короче времени ухода фононов из пленки. В этом случае отклик имеет двукомпонентный вид, а биэкспоненци-альная релаксация электронной температуры описывается следующими уравнениями:

Р«ЬЪ /--Ц 1 < ^

с„ V те_рН/

Щ = ТрН(1) = ехр (-—) t> трк-е . (9)

се+срь v те,/

В соответсвии с уравнением (8) фононы пленки, благодаря большой теплоемкости, 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 подлолски. То есть, первая компонента фотоотклика отождествляется с неравновесным откликом с временем релаксации равным времени электрон-фононного взаимодействия те_р/, ~ 2 дс, а вторая представляет собой боломе-тический эффект, обусловленный временем ухода неравновесных фононов из пленки в подложку ге,.

Медленная компонента индуктивного отклика характеризуется наносекундным временем спада и, следовательно, имеет болометрическое происхождение. Спад болометрической компоненты отклика хорошо аппроксимируетса экспоненциальной функцией. Это означает, что уход тепла из пленки регулируется тепловым граничным сопротивлением между пленкой и подложкой (см.главу 5). Характерное время болометрического спада индуктивного отклика, приведенного на рисунке бг, составляет ть = 5 пс. Этот же образец в нормальном состоянии демонстрирует характерное время болометрического экспоненциального спада отклика, обусловленного тепловым граничным сопротивлением между УВаСиО пленкой и подложкой, равное тъ = 5.5 ± 0.5 не. Видно, что два эксперимента, один - в нормальном состоянии образца, другой - в сверхпроводящем состо51тш вблизи сверхпроводящего перехода, дают одинаковое значение характерного времепи болометрического спада отклика.

Оценки отпошепия амплитуд быстрой и медленной компонент индуктивного 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 пнкосекундной компоненты индуктивного отклика на импульсное лазерное излучение УВаСиО пленок в сверхпроводящем состоянии вблизи сверхпроводящего перехода.

Таким образом, фотоотклик топких пленок высокотемпературных сверхпроводников вблизи сверхпроводящего перехода, как в резистивном состоянии, так и в чисто сверхпроводящем, имеет одинаковые механизмы релаксационных процессов. Пикосекундная составляющая отклика обязана своим происхождением дипамикс неравповесных квазнча-стиц и куперовских пар. Наносекупднаа составляющая отклика определяется граничным сопротивлением Капицы между сверхпроводящей пленкой и подложкой. Микросекундный отклик ассоциируется с диффузией фопонов в подложке.

Седьмая глава посвящена неравновеспому фотоотклику по кинетической индуктивности тонких пленок традиционных сверхпроводников при низких температурах.

Фотоотклик сверхпроводников сильно зависит от иерархии релаксационных времен, таких как времена электрон-фопопного ге_рь и фонон-электронного рассеяния гря_е,

время ухода неравновесных фононов тс, из сверхпроводящей шенки, а также времени возврата фононов из подложки в пленку тд. Поэтому в начале данной главы определены времена релаксации и длины свободного пробега олектронов и фононов металлических пленок в сверхпроводящем состоянии в контексте релаксационных процессов, происходящих в нормальном состоянии. Изложен краткий теоретический анализ неравновесного отклика по кинетической индуктивности вдали от сверхпроводящего перехода (Т -С Д) для сверхпроводников в рамхах модели s-спаривания. Показано присутствие фонопного трэпшшга при рекомбинации квазичастиц в тонких пленках низкотемпературных сверхпроводников. Вычислено эффективное время жизни квазичастиц п, которое при сильном фонопном трэппинге не зависит от элсктрон-фононного взаимодействия. Продемонстрировано, что в ВТСП, даже в рамках модели з-спаривания фононный трэппинг отсутствует и время жизни квазичастиц является временем рекомбинации.

Основной задачей, которая решалась в данной главе, являлось обнаружение и экспериментальные исследование перавновесного индуктивного отклика тонких пленок NbN вдали от сверхпроводящего перехода (Г < Д). Результаты были получены при малых ин-тенсивностях амшштудно-модулированного лазерного излучения и токах смещения. Такие экспериментальные условия позволили устранить тепловой нагрев исследуемой пленки как целого, достичь экспоненциально малой концентрации хваэнчастиц, обнаружить низкотемпературный неравновесный индуктивный отклик тонких пленок NbN, а также изучить релаксационные процессы, обусловленные кинетикой электронов и фононов вдали сверхпроводящего перехода. Экспериментальные исследования NbN пленок проводились и методом оптической накачки с зондирующим субмиллиметровым электромагнитным излучением (метод "pump-probe").

Присутствие щелевой особенности в спектре квазичастиц приводит к тому, что время рекомбинации в обычных сверхпроводниках экспоненциально растет с понижением температуры и составляет Ю-7 — 10~4 с при гелиевых температурах. Относительно большая величина времени рекомбинации обуславливает заметные отклонения электронной функции распределения при различных воздействиях на сверхпроводник. Медленная рекомбинация кваоичастиц в сравнении с процессами релаксации оправдывает кинетическую схему Оуэна и Скалапино, где неравновесная функция распределения квазичастиц описывается отличным от нуля химическим потенциалом [11]. В пленках с относительно большой толщиной ЮОА) перепоглощение неравновесных фононов квазичастицами приведет к эффективному увеличению времени жизни квазичастиц и следовательно усилению неравновесных явлений.

Неравновесный отклик вдали сверхпроводящего перехода при низких темпрерату-рах определяется изменением кинетической индуктивности. Сложность непосредствен-

них измерений индуктивного отклика заключается в следующем: сдвиг химического потенциала квазичастиц (или изменение температуры) под действием излучепия прямо пропорционален времени рекомбипации, вернее временем жизни квазичастиц г; и обратно пропорционален числу (теплоемкости) квазичастиц, т.е., в конечном итоге, пропорционален квадрату большого окспонепциальпого фактора схр(Д/Т). Однако, сама кинетическая индуктивность имеет очень слабую температурпую зависимость, пропорциональную ехр(—А/Т). Кроме того, индуктивный сигнал пропорционален частоте модуляции /т лишь до частот тг-1, и далее не меняется с увеличением частоты. Таким образом, максимальная величина ипдуктивпого сигнала при /т > г,-1 не содержит большого экспоненциального фактора. Уровень индуктивного сигнала при низких температурах лишь слабым степенпым образом растет с понижением температуры для чистых сверхпроводников [11]. Следуя [11], изменение кипетцческой индуктивности на воздействие электромагнитного излучения можно записать в виде:

где РаЪг — поглощенная мощность, — характерная мощность излучения, при которой концентрация фотовозбужденных квазичастиц равна концентрации равновесных, то есть, когда количество неравповесных квазичастиц, создаваемое излучением, приблизительно равно количеству тепловых квазичастиц.

Общеизвестно, что в сверхпроводящем состоянии импеданс образца обусловлен лишь кинетической индуктивностью Ь/,. Сигнал с образца при гармоническом изменении ипдуктивпости с частотой / равен

где ДЬь — изменение кинетической индуктивности, т — собственная постоянная времени детектора на, основе кипетической индуктивности, а I - ток смещения.

При малых уровнях поглощенной мощпости Ра(,, {Fob, < Рсд») релаксационные процессы определяются временем жизни квазичастиц т/. При большой мощпости излучения Раь, Peqv число рожденных квазичастиц становится больше, чем число равпо-веспых, что приводит к увеличепиго скорости рекомбипациояных процессов и соответственно к уменьшению времени тг. Действительно, при падающей мощности излучения P~ad = 0 dBm, в полосе частот 1 -г 8000 МГц, оно вообще не наблюдается. Тогда, как при мощности излучения P~ad = —22 dBm, индуктивный сигнал пропорционален частоте модуляции /т лишь до частот т,-1, и далее не меняется с увеличением час/готы (рис.7)

Как было отмечено выше, в традиционных сверхпроводниках щелевая особенность спектра квазичастиц приводит к экспоненциальному росту времени рекомбинации с понижением температуры. Если построить график зависимости времени релаксационных

(10)

1

(П)

Частота (1Ч/1Г"ц)

Рис.7. АЧХ индуктивного сигнала образцов разной толщины при токе смещения / С 1С и падающей мощности лазерного излучения = —22 ¿Вт. А — образец N1 (ё = 501, подложка А1г03, Тс = 12.4 К, ДТС = 0.2 К: а) Т/Тс = 0.34; б) Т/Тс = 0.39 К.

Б — образец N2 (<1 = ЮОА, подложка А1203, Тс = 14.3 К, АТС = 0.2 К: а) Т/Тс = 0.29; б) Т/Тс = 0.34; в) Т/Тс = 0.4; г) Т/Тс = 0.45.

процессов т (нами ассоцируемое как время жизни квазичастиц) от приведенной температуры Т/Тс из результатов - разных экспериментальных методик: модуляционной (см. рисунок 7, где значения г выделены стрелками) и оптической накачки с зондирующим субмиллиметровым электромагнитным излучением, то получим кривую, в области низких температур хорошо аппроксимируемую экспоненциальным законом (для образцов толщиной <1 = 100 А см. рисунок 8).

В данной главе приведенные экспериментальные результаты объяснены в рамках модели, основанной на схеме Оуэпа — Скалапиио [10]. При поглощении света с энергией кванта Ни большей щели Д происходит разрыв куперовских пар с образованием квазичастиц, что вызывает изменение кинетической индуктивности пленки и, следовательно, приводит к возникновению напряжения, равного ЫЬк/М. Скорость изменения индуктивности определяется частотой модуляции излучения и процессами релаксации в пленке. Сначала фотовозбужденная квазичастица теряет энергию, излучая фононы с энергией больше 2Д, которые, в свою очередь, разрушают куперовские пары и создают новые квазичастицы. При энергии квазичастицы меньше 3 Д дальнейшее размножение квазичастиц становится невозможным. Далее неравновесные квазичастицы остывают, излучая низкоэнергичные фононы, и скапливаются на уровне с энергией Д. На этом этапе, который занимает не более 1 пс, развитие электронной лавины заканчивается и дальнейшая, относительно медленная эволюция приводит к уменьшению концентрации неравновесных

«о

50 40

. зо -20 I О

о

модуляционный метод

экспонента

метод "ригпр-ргоьв"

о. а

0.7

О. А 0.5

Рис.8. Температурная зависимость времени жизни квазичастиц г; пленок ЛГЬЛГ толщиной <1 = 100А.

квазичастиц. При рекомбинации двух квазичастиц излучается фонон с опершей 2Д, который может либо покинуть пленку оа время ухода неравновесных фононов г„, либо за время тв (соответствующее времени взаимодействия высокоэяергичного фонона с ква-зичастицеи в чисто сверхпроводящем состояпии разрушить куперовскую пару. Б

результате эффективное время жизни квазичастиц определяется выражением:

П = т* (1 + ;

Ъ)

где Тд — время рекомбинации квазичастиц.

Согласно выражению (11) уровень неравновесного индуктивного сигнала:

2тг/тг

1

у'1 + (27г/п)27Г+(27г/т^

.'у-1/2

(12)

(13)

где т — время развития электронной лавины, а п— равновесная концентрация квазичастиц, которая экспоненциально уменьшается при понижении температуры.

Анализируя рисунки 7а и 76, найдено, что для всех образцов, при неизмепной величине приведенной температуры Т/Тс значения г пропорциональны толщине пленки А и согласно формуле (13) зависимость величины неравновесного ипдуктивного отклика на плато пропорцианально Г-1/2.

Далее в главе оценены численные значения характерных времен, входящих в уравнения (12) и (13) для наиболее топкой пленки (^ = 50 А). Время рекомбинации тд, при температурах много меньшей Тс, определено через время эяектрон-фононпой релаксации при критической температуре ге_р(1(Т<!):

Привлекая данные по резистивному отклику тонких шенок ЫЬЫ (глава 3) для образца N1 толщиной 3. — 50 Л, где ге, ~ 50 пс и ^/.(Гс) = 10 пс, при температуре Т = 4,2 К

из формулы (14), получено численное значение ?д ~ 20 пс. Время те не зависит от температуры и может быть оценено из соотношения:

«г 2жА

что дает значение тв = 2 пс.

Таким образом, г„/та и 102, что указывает на сильное перепоглощение неравновесных высокоэнергичных фононов квазичастицами. Величина времени жизни квазичастиц, рассчитанная по формуле (12) с учетом значения 7д (14) составляет т; ~ 2 лс и хорошо совпадает с экспериментальными значениями г ~ 8.8 не, приведенными на рис. 7А. Отметим, что сильное перепоглощение фононов положительно сказывается на характеристиках неравновесного индуктивного детектора на основе низкотемпературных сверхпроводников (гл.10), так как в этом случае в результате электронной лавины достигается максимальный коэффициент размножения квазичастиц г = Л.у/2Д и соответственно приводит к уменьшению времени т". Время развития лавины оценивалось в оптических экспериментах по модуляции коэффициента пропускания [17], которые показали, что т* короче 0.1 пс.

В целом комплекс проведенных исследований неравновесного индуктивного отклика пленок ИЬЫ толщиной й — 50 и 100 А с критической температурой Тс и 13К на модулированное лазерное излучение показал, что при Т = 4.2К время релаксации составляет ~ 10 дс и экспоненциально растет при понижении температуры, что соответствует времени жизни квазичастиц в этих пленках. Определены основные кинетические параметры такие, кал время рекомбинации квазичастиц, фактор фононного перепоглощения, коэффициент размножения фотоэлектронов и время развития электронной лавины, необходимые для создания детекторов на кинетической индуктивности (глава 10).

В главе 8 диссертационной работы приведены результаты изучения неравновесного фотоотклика по кинетической индуктивности тонких пленок высокотемпературных сверхпроводников при низких температурах (Т <С Д).

Сложность изучения электронной кинетики в высокотемпературных сверхпроводниковых материалах обусловлена, в первую очередь, структурой параметра порядка. Наличие нодальных областей, где сверхпроводящая щель мала, качественно меняет электронные процессы рассеяния по сравнению с соответствующими процессами в традиционных сверхпроводниках.

В связи с наличием линии нодальных областей в ВТСП, как при низких (Т С Д), так и при высоких (Т > Д) температурах, времена рекомбинации и релаксации квазичастиц отличаются лишь факторами когерентности и оказываются одного порядка [11]. Оба времени лишь степенным образом увеличиваются с понижением температуры. Время электронной релаксации в резистивном состоянии вблизи сверхпроводящего

перехода в УВаСиО пленках составляет всего ~ 2 вс (глава 4). Поэтому даже при гелиевых температурах ожидаемые характерные электронные времена короче 1 не. Как показали исследования индуктивного отклика вблизи перехода кинетика электронов мало отличается от процессов в резистивном состояпии (глава 6). В этой области температур наблюдается двухвремепная релаксация, в которой пикосекундные процессы обусловлены электрон-фоноппым взаимодействием, а наносекундные связаны с уходом фононов через границу ВТСГ1 пленка - подложка. В первом параграфе дапиой главы показано, что понижение температуры и использование более тонких пленок, позволят избавиться от болометрического эффекта.

В высокотемпературных сверхпроводниках фонолы, испускаемые в процессе рекомбинации, обладают энергией порядка 400 К. То есть, па таких энергиях фонон-электронное взаимодействие ничтожно и, релаксация акустических и оптических фо-понных мод осуществляется через фопоп-фононное взаимодействие, поскольку фонон-электронное «взаимодействие гораздо слабее

грК-рН < . (16)

В результате высокоэпергичяые фонолы, рождецные неравновеспыми квазичастицами, распадаются на два шгзкоэнергичпых фонона еще до рассеяния на кваоичастицах. И, следовательно даже в модели »-спаривания отклик высокотемпературных сверхпроводников сильно отличается от низкотемпературных. Из соотношения (16), следует, что фонон-ный трэппинг в ВТСП отсутствует и время жизни квазичастиц является временем рекомбинации квазичастиц. Лавинообразный процесс размнол;ения квазичастиц реализуется только через электрон-электронное взаимодействие.

Вообще, следует придерживаться мнения, что анализ экспериментальных данных по ВТСП должен проводиться в рамках модели ¿-спаривания. Действительно, результаты недавних экспериментов по микроволновому отклику, ЯМР и фотоэмпссии однозначно демонстрируют существование низкоэнергетических возбуждений в нодальных областях [21]. Исследования фазовой когерентности торцевых сквидов поддерживают идею ¿-спаривания [22], ¿-симметрия также происходит из модели, в которой спаривание возникает из-за обмена антиферромагнитшши спиновыми флуктуацшгми [23]. Благодаря наличию нодальных линий, низкотемпературное поведение сверхпроводника очень чувствительно к примесям. Без электроп-примесного рассеяния плотность состояний квазичастиц является линейпой функцией энергии вблизи поверхности Ферми. Даже малые концентрации примесей приводят к постоянной плотности состояний квазичастиц, которая зависит от электрон-примесного потенциала [24].

В сверхпроводниках с ¿-спариванием, как было показано в работе [11], особенность в плотности состояний квазлчастиц подавлена. При низких температурах обычная

для БКШ, экспоненциальная оависимость теплоемкости заменяется степенпой. Благодаря отсутствию особенности в плотности состояний, время рекомбинации квазичастиц пе растет экспоненциально при низких температурах. Поэтому описание фотоотклика моделью Оуэна и Скалапипо не оправдано. Как обсуждалось выше, эксперименты вблизи перехода показывают очень сильное межэлектронное взаимодействие. Предположив, что электрон-электронное взаимодействие превалирует над электрон-фононным и в сверхпроводящем состоянии, можно использовать кинетическую схему с неравновесной электронной температурой. Усреднение времени эаектрон-фононной релаксации по электронным состояниям в нодальной области дает: т?_ ph = 0.39т£_рЛ(0) (верхний индекс d означает сверхпроводник с ¿-спариванием, а п нормальное состояние вблизи поверхности Ферми). Что касается времени фонон-электронного взаимодействия гД_(., оно увеличивается за счет частого диффузионного рассеяния фононов на границах линии нодальиых областей. Среднее время фонон-электронного рассеяния можно найти из уравнения:

Tph-t = T€-ph~~ — mTph-e < (I?)

Ч 1

где с, концентрация квазичастиц в подальных областях. При температуре Т = 0.3 2'с в YBaCuO пленках толщиной d = 200 А (обр.N8), где т„ — 1 не, среднее время фонон-электронного рассеяния наносекундного временного диапазона rph_e ~ 1.5 не. Но, если взять рабочую температуру Т = 4.2 К, это время возрастает до ~ 6.5 вс, что приводит к увеличению вероятности реализация чистого неравновесного отклика, когда время ухода неравновесных фононнов т„ из пленки меньше времени фонон-электронного взаимодействия ГрЬ-е-

Экспериментальные исследования низкотемпературного неравновесного отклика тонких YBaCuO пленок толщиной d = 500 А на подложке из LaAlOs, проводились модуляционным методом при падающей на образец мощности лазерного излучения (А = 0.78 мкм) P~ad = —7 dBm, которая соответствовала поглощенной мощности равной равповеспой Peqv. При этом сигналы от YBaCuO пленок были очень маломощные (АР" ~ —160 dBm) и требовали высокочастотную малошумящую аппаратуру и источник излучения с высокочастотными модуляционными способностями.

Амплитудно-частотные характеристики индуктивного сигнала от YBaCuO образца N9 (d = 500 Л, подложка LaAl03, Тс = 88 К, ДГС = 2 К, т., ~ 5.2 ± 0.2 не), полученные при двух разных температурах (Гх = 4.2 К, Т2 = 25 К) в полосе измерительных частот Д/ = 1 50 МГц, показаны на рисунке 9. Как видно из этого рисунка при температуре Т = 4.2 К амплитуда исследуемого сигнала линейно растет с увеличением частоты модуляции мощности падающего излучения во всей полосе частот измерения, что свойственно индуктивному отклику (рис.9а). Если бы имела место двухкомпонеитная релаксация отклика, то уже с / = 30.8 МГц наблюдалось бы плато на АЧХ при нашей

-125 -130 -135 -1-40

тз.

C-150 со

Щ-155 >

-160 -165

CJ>

: а)

„т.

А

Л..*'

L* б>

^ f

1 | т =s 5.2 НС

Частота (МГц)

Рис.9. АЧХ индуктивного сигнала YBaCuO образца N9 (d = 500 Л, подложка ЬаАЮз, Тс = 88 К, АТС = 2 К), при токе смещепия I <С h и падающей мощпости лазерного излучения P~ai = —7 dBm: а) - Ti = 4.2 К, б) - Г2 = 25 Я.

полосе измерительных частот, как б резистивпом и сверхпроводящем состояниях вблизи перехода. С увеличением рабочей температуры (Т = 25 К) на АЧХ сигнала после частоты модуляции мощпости излучепия / = 30.8 МГц с характерным временем г 5.2 не, появляется плато (см. рис.9 б), что предполагает двухжомпонентную релаксацию.

Далее в данной части диссертационной работы делается оценка возможности реализации чистого наравновесного отклика при условии проведенных экспериментальных исследований. На азотных температурах в УВаСиО пленках время фонон-электронного взаимодействия трН_с ~ 70 пс (глава 4). Из формулы (17) находим, что при рабочей температуре — 10 не. Действительно, условие ге, < трЛ_е выполняется и индуктивный сигнал линейно растет с увеличением частоты модуляции мощпости излучения. Если учесть тот факт, что для УВаСиО плепок т"_рЫ ~ Г-1 [2] и на азотных температурах Т"-Рк — 2 пс, тогда на гелиевых температурах время электрон-фононпого взаимодействия в сверхпроводниках с d - спариванием т*_рЛ г^ 15 пс. Таким образом, при рабочей температуре Т = 4.2 К для образца N9 ожидаемое плато на частотной зависимости сигнала должно начинаться с частот / = (т^.^,)-1 10 ГГц.

С увеличением рабочей температуры должно изменится соотношение времен ухода неравновесных фононов из пленю в подложку тс, и фонон-электропного взаимодействия тря_е. Тогда при условии > трь_е имеем двухкомпонентныя отклик, т.е. на фоне болометрического напосекундпого отклика должпы видеть пикосекундный неравновесный отклик. Действительно, уже на рабочей температуре Т — 25 К для исследуемого образца N9 трн-е становиться в два раза меньше, чем г„. Из рисунка 96 видно, что на АЧХ индуктивного сигнала, после частоты модуляции мощности излучения / = 30.8 МГц,

соответствующей времени ге, ~ 5.2 не, появляется плато. Это плат о на АЧХ индуктивного фотоотклика соответствует спаду сигнала между двумя плато (болометрическим и неравновесным) на АЧХ резистивного отклика (см. рис.4).

В заключение краткого изложения главы 8 можно отметить, что модель ¿-спари-вааия допускает существование низкотемпературного чистого неравновесного отклика в высокотемпературных сверхпроводниках в широком температурном интервале (ниже 0.3 Тс в образцах из УВаСиО, в, ~ 200 А), когда время фононн-электронпого взаимодействия больше времени ухода неравновеспых фононнов > т„. Действительно, обнаруженный нами низкотемпературный неравновесный индуктивный отклик экспериментально доказывает отсутствие болометрического эффекта при температурах Т ~ 10 К в тонких пленках УВаСиО толщиной <1 = 500 А на подложке из ЬаАЮз и подтверждает этот вывод.

Третья, прикладная часть диссертации посвящена сверхпроводниковым детекторам на основе тонких пленок традиционных и высокотемпературных сверхпроводников. Как известно, тематика, связанная с созданием и исследованием быстродействующих устройств, основанных на использовании неравновесных процессов как в традиционных, так и в высокотемпературных сверхпроводниках, является одним из важных направлений современной сверхпроводниковой электроники. Нами обнаруженные и изучаемые неравновесные явления в резистивном и сверхпроводящем состояпии сверхпроводящих пленок ^ЪЫ и УВаСиО) позволяют разрабатывать быстрые широкополосные детекторы, ма-лошумящие смесители и быстрые ключи, управляемые током и светом. В настоящей части этой работы предлагаются детекторы на основе структурированных тонких пленок нитрида ниобия и УВаСиО, работающие на физике неравновесных явлений в резистивном и сверхпроводящем состоянии.

В главе 9 приведены быстродействующие реэистивные детекторы на основе структурированных тонких пленок NbN и УВаСиО. В первом параграфе предлагаются детекторы пикосекундыого временного диапазона на основе сверхпроводящей структурированной пленки нитрида ниобия в резистивном состоянии, чувствительные к излучению в спектральпой области от миллиметровых волн до видимого света. Детекторы электромагнитного излучения на основе пленок NЬN используют, как правило, один из двух эффектов. Первый - болометрический, когда путем нагрева пленки излучением удается реализовать широкополоспость от миллиметровых воли до видимого света [25]. Однако, чувствительность и быстродействие в этом случае связаны между собой так, что высокое быстродействие можно получить только за счет значительной потери в чувствительности. Второй, для которого существенной является гранулировапность пленки, связан с наличием слабых связей между гранулами [26]. При отом удается получить относитель-

но высокую чувствительность и быстрый отклик в миллиметровом и субмиллиметровом диапазонах, однако в инфракрасной области спектра 'чувствительность такого детектора падает па несколько порядков.

Существует, однако, третий механизм, позволяющий создать быстродействующий детектор со сравнительно высокой чувствительностью в очень широкой области спектра - эффект разогрева электронов электромагнитным излучением в резистивном состоянии сверхпроводящей пленки [3]. При этом в качестве детектора можсно использовать как гранулироваппые, так и эпитаксиальвые пленки. Детектор работает следующим образом. При температуре вблизи сверхпроводящего перехода чувствительпый элемепт находится в резистивном состоянии. В этих условиях, благодаря большой концентрации квазичастиц, поглощение излучения очень тонкой пленкой мало чем отличается от ее поглощения в нормальном состоянии и практически не зависит от частоты в очепь широком диапазоне. Энергия кванта поглощенного излучения эффективно перераспределяется по электронной подсистеме: на больших энергиях - путем перепоглощения дебаевских фо-нонов, а на меньших - за слет неупругих межэлектронных столкновений, существенно усиливающихся в пленках с большим числом статических дефектов [27]. Это приводит к формированию фермиевской функции распределения с электронной температурой, большей температуры решетки, а также к тому, что температура электронов не зависит от частоты излучения и определяется лишь поглощенной мощностью. Малая величина электронной теплоемкости и резкая зависимость сопротивления от электронной температуры в резистивном состоянии сверхпроводника позволяют получить высокую чувствительность. Электронная температура, а следовательно и сопротивление пленки, при выборе рабочей температуры Т не слишком близкой к критической Тс, релаксирует за время порядка времени неупругого электрон-фононного взаимодействия ге_рНагрев решетки, приводящий к появлению относительно медленной компоненты отклика и ограничивающий быстродействие детектора, может быть сведен к минимуму выбором тонких пленок и созданием из них структуры микронных или даже субмикропных размеров па подложке с хорошей теплопроводностью.

Как было показано в главе 3, при исследовании неравновесного фотоотклика тонких пленок NbN на электромагнитное излучение широкого спектрального диапазона, время релаксации сопротивления образцов при Т > 10 К составило меньше 10 пс.

Для определения области спектральной чувствительности электронного детектора были проведены измерения отклика на длинах волп А = 0.63 и 1.54 мжм на YAG : Nd импульсном лазере, с использованием амплитудно- модулированного излучения ламп обратной волны А = 2 мм [16] и полупроводникового лазера (А = 788 ям), а также импульсного излучения газового лазера (А = 1.06 мкм). Значения вольт-ваттпой чув-

ствительности по порядку величины совпадают с измеренными значениями на всех диапазонах исследуемых длин волн. Для образца N3 (<1 = 200 А) вольт-ваттная чувствительность Би имеет порядок 1 В Вт-1, а для образца N4 10 В Вт-1 (Н = 200 А).

Значение обнаружительной способности детектора прямо не удалось измерить в связи с его малыми шумами. Шумы детектора оказались гораздо меньше шумов используемых нами предусилителей (температура шума предусилителей 100 -г 300 К), т.е.

> МРсмГц^Вт'1. По формуле:

= <*>

можно сделать оценку предельного значения обнаружительной способности детектора £>; = 1.3 х 109см Гц'^Вт-1 (при Л = 50 А и то = 10 пс).

Таким образом, разработанный детектор обладает целым рядом преимуществ перед известными. Среди устройств чувствительных к излучению от миллиметровых волн до ближнего ИК (к ним можно отнести только тепловые - болометрические, пироэлектрические и др.), он выделяется быстродействием при неплохой чувствительности. Его физическое быстродействие (Юпс), определенное из механизма электронного разогрева, приблизительно соответствует быстродействию лучших стробоскопических осциллографов и превышает соответствующие возможности регистрирующей аппаратуры для исследования однократных процессов. При сравнении с более узкополосными детекторами можно отметить, что лишь на краях упомянутого диапазона он уступает известным по совокупности чувствительности и быстродействия: в миллиметровой и длинноволновой части субмиллиметрового диапазона - полупроводниковым диодам Шоттки и сверхпроводниковым джозефсоновским и 575'-струхтурам, а в самой коротковолновой части ИК диапазона - оптическим полупроводниковым детекторам. Следует упомянуть и другие возможности описываемого детектора. Структура в виде узких параллельных полосок (образец N3) делает его чувствительным к поляризации излучения (на длинных волнах) и позволяет ее анализировать. Простая технология позволяет получать матрицы идентичных детекторов, требуемые для анализа пространственного распределения и модового состава излучения импульсных лазеров.

Во втором параграфе данной главы показана возможность использования тонких структурированных пленок УВаСиО в качестве быстрых детекторов пикосекундного и наносекундного временного диапазона в оптическом и ИК диапазоне спектра. Пикосе-кундный реоистивный детектор, работающий в электронном режиме детектирования, и навосекундньш, основанный на быстром болометрическом эффекте.

В детекторных экспериментах были использованы тонкие пленки УВаСиО толщиной Л ~ 500А на подложках И(ЮаО-3, ЬаАЮз, МдО. Все пленки имели температуру сверхпроводящего перехода Тс в пределах ~ 80 К и ширину перехода ДГ ~ I + 1 К.

Рабочая температура выбиралась таким образом, чтобы сопротивление детектора по постоянному току составляло 50 Ом, а плотность тока смещения была такой, чтобы отклик все еще оставался пропорциональным току (j ~ 106А см"1).

Сигналы на длинах волн (Л = 0.63 и 1.54 мкм) излучения выглядели качественно подобными изображеппому отклику па рис.3. Уровень сигнала был пропорционален Е/тр в динамическом диапазоне излучения 1.5 х 102 4- 5 х 105Вт см-1 т.е ~ 60 ¿B.

Далее определяются для равных механизмов детектирования основные характеристики детектора на основе тонких структурированных пленок YBaCuO в резистив-пом состоянии, такие, как вольт—ваттная чувствительность Sxr; мощность, эквивалентная мощности шума NEP и параметр D'.

Основные параметры неравновесного резястивного детектора определяются временной эволюцией электроппой функции распределения под воздействием электромагнитного излучения. Характерное время детектора является временем неупругой релаксации электронов. Предельный шум определяется флуктуациями электронной функцией распределения. Чувствительность отклика зависит от эффективности кванта (число низ-коэпергичных квазичастиц рожденных фотоном), которые в свою очередь определяются электрон-электронным взаимодействием л та,к же взаимодействием электронов с высокоэнергичными фонолами. Параметры неравновесного детектора могут варьироваться с помощью ширины полоски, выбором материала, рабочей температурой, и т.д.

Для изучения вольт-ваттной чувствительности Su = dU/dP детектора требуется значение коэффициента поглощения к пленок. Эта проблема решена с помощью полупроводникового лазерного диода (длина волны Л = 788 пм близка к рабочим частотам используемого нами в импульсном методе излучения). Измеряли сопротивления детектора при постоянной P~ad и модулированной P~ad мощности излучения лазера. Потом выключали модуляцию и, увеличивая постоянную мощность Р~ы, добивались увеличения сопротивления пленки до значения, которое было при модулированной мощности излучения P~a¿. Коэффициент поглощения к вычислялся формулой к — APT~,¡/где AP~ad - величина изменения постоянной мощности излучения. Коэффицинт поглощения для наших пленок принимал значения k ~ 0.1 4 0.15.

Вольт-ваттную чувствительность детектора в электронном режиме детектирования Su,e можна записать следующим образом:

где к ~ 0.15, ~ 1 В К 1, Teph ~ 2 X 10 12 с, а - это теплоемкость электро-

нов, величина которой ~ 3.2 X 10~13Дж К'1 (при объеме образца V = 1.4 х Ю-11 см3). Найденное значение вольт-ваттной чувствительности Su,в — 0-94 В Вт-1, что очень хорошо согласуется с экспериментальным значением, полученным на частотах модуляции

/ = 3 ГГц с образца N9 на подложке из ЬаАЮз, где Sir — IB Вт"1 (рис.2).

Предельную мощность, оквивалентную мощности шума детектора NEP, можно оценить по механизму детектирования. Неравновесный фотооткпик как низкотемпературных, так и высокотемпературных тонких пленок, описывается электронной температурой, релаксация которой определяется временем электрон-фононного взаимодействия Teph■ Вычисления по формуле:

АТгс V

{NEPtf = - , (20)

Ъ-ph

для YBaCuO электронных детекторов при Т = 87 К, се = 2.3 х Ю-2 Дж см-3 К~г, V = 1.4 х Ю-11 см3 (o6p.N9) дает, что NEPe = 2.4 X 10~10 Вт Гц"0-5. Соответствующее значение параметра Щ = 0.7 х 107смГц1,'2Вт-1. Инвариант YBaCuO электродного болометра I — 5 х 1012 см Дж'1.

Для YBaCuO детектора (o6p.N9), работающего на быстром болометрическом эффекте, где постоянная времени прибора определяется временем ухода перавиовесных фо-

ноннов из пленки вольт-ваттная чувствительность оценена с помощью формулы:

(21)

где к ~ 0.15, 1Щ ~ 1 В К~\ т„ ~ 5 х 10~9 с, a Cph ~ 1.3 х 10-пДж К'1 (при объеме образца V = 1.4 х 10"исм3).

Вычисления показывают, что YBaCuO детектор, работающий на болометрическом отклике, имеет вопьт-ваттную чувствительность Su,b = 46 В Вт'1. Экспериментально полученная величина Su = 45 В Вт'1 (при мощности излучения = 10 мкВт и уровня сигнала АЩ ~ 450 мкВ.

Для болометрического режима детектирования:

т.о. при А = 500 Л, ££ = 2.5 х 107см Гц^ Бт"1, а инвариант / = 4 х Ю10 см Дж"1.

В заключении главы 9 отмечено, что электронный режим детектирования в УВаСиО резистивных болометрах уступает в ЫЕР и параметре в В" (приблизительно на порядок), болометрическому режиму детектирования, но преобладает в быстродействии (на три порядка) и лучший в инварианте - на два порядка. Таким образом, как электронный, так и болометрический режим детектирования, благодаря своим характеристикам, делают структурированные тонкие пленки УВаСиО копкурентно способными с другими быстрыми детекторами, такими как детекторы на диодах Шоттки, пироэлектрические детекторы, детекторы фотонного торможения и полупроводниковые фотодиоды и фотосопротивлсния.

В главе 10 предлагаются быстродействующие индуктивные детекторы на основе структурированых тонких пленок NЬN л УВаСиО.

Разработка резистивных быстродействующих устройств пикосекупдного временного диапазона встретила принципиальные трудности. Препятствием, как оказалось, является большое тепловое сопротивление на границе пленка-подложка (например, все подложки, пригодные для выращивания качественных УВаСиО пленок). Из-за этого теплоотвод от пленки недостаточен даже для ультратопких пленок, что пе дает возможность избавится от медленных "хвостов" в отклике детектора, пе позволяет приложить достаточно большую удельную мощность гетеродина и постоянное смещение для получения малых потерь преобразования смесителя, приводит к значительному увеличению времени восстановления сверхпроводящего состояния переключателя.

Решение проблемы, нужно искать не в резистивном состоянии пленки, а в сверхпроводящем, т.е. не в изменении сопротивления чувствительного элемента, а в изменении ее кинетической индуктивности. В этом случае пе только пе выделяется тепло при протекании тока смещения, но и, главное, пизкотемпературная реализация неравновесного отклика в сверхпроводниках с ^-спариванием приводит к изменению постоянной времени детектора гд в пользу малых времен, а в сверхпроводниках с нодальными областями т.е. с ¿-спариванием — меняет иэрархию времен релаксации и делает возможным применения фононного термостата т.е. устранения болометрического эффекта — медленных "хвостов" отклика (глава 8).

Для преодоления отмеченного недостатка быстродействующих резистивных детекторов в первом параграфе данной главы предложен неравповесный детектор на основе традиционных сверхпроводниковых тонких пленок, работающий за счет изменения кинетической индуктивности сверпроводящего конденсата под действием излучения. Отметим, что в предложенном ранее инерционном болометре [28] используется температурная зависимость кинетической индуктивности вблизи Тс, а исследуемый нами быстродействующий детектор на основе неравновесного отклика тонких плепок, работает при температуре существенно меньшей Тс. Постоянная времени такого детектора тр определяется временем развития электронной лавины, которое существенно короче ге_р/, (см.главу 7). Кроме того, обнаружительная способность этого детектора оказывается существенно выше, чем у резистивных электронных болометров с сопоставимыми значениями то-Для конкретной реализации детектора на основе кинетической индуктивности были выбраны тонкие пленки Л^б^ (толщиной 50 и юоА), технологичного материала с высоким значением Тс, который уже хорошо зарекомендовал себя в резистивных детекторах.

В отличии от уже известных индуктивных детекторов, работающих на чувствительные системы с-ьема, использующие сквлд-схемотехнику, предлагаемые в данной главе

быстродействующие детекторы на кинетической индуктивности осуществляют непосредственный съем сигнала с чувствительного элемента. В этом случае удобно использовать плато па рис.7, где вольт-ваттная чувствительность не зависит от частоты модуляции. Такой детектор обладает выходной полосой частот от обратного времепи жизни кваоичастиц 7} (12) до обратного времени развития электронной павины, в результате которой фотоэлектрон взаимодействует со сверхпроводящим конденсатом и генерирует новые квазичастицы вблизи уровня щели. Измеренное время жизни квазичастиц для образцов толщиной в. с^ 50 -Ь ЮОА на рабочей температуре Т = 4.2 К порядка 10 не, а время развития лавины т* оценивалось в оптических экспериментах по модуляции коэффициентов отражения или пропускания оптическим излучением, оно составляет всего ^ 0.1 яс, что делает привлекательным использование индуктивного детектора в режиме смесителя с высокой промежуточной частотой, порядка (т*)""1.

Вольт-ваттная чувствительность детектора на плато вычисляется по формуле

(13): X /

где — равновесная концентрация квааичастиц, экспоненциально уменьшающаяся при понижении температуры.

Основным источником шума детектора является генерационно—рекомбинацион-ный шум, соответствующая величина обнаружительной способности равпа:

Принимая значение концентрации электронов ~ 1022 см-3, получим концентрацию равновесных квазичастиц при 4.2 К га 1017 см-3 и соответственно значение Б* примерно равное 10" Вт"1 см Гц1''2.

Сравнение Л'ЭДУ индуктивного детектора с другими сверхпроводниковыми детекторами показано на рис.10. Для индуктивного детектора постоянная времени равпа времени развития павины, которое практически не зависит от температуры. Значение обнаружительной способности растет с понижением температуры (24) и составляет В* = 10" Вт"1 см Гц1'2 при Т = 4.2 К и В* = 1016 Вт"1 см Гц1/2 при Т = 1.6 К. На рис.10 левая граница обведенной области соответствует этому увеличению Б*. Вместе с тем, при фиксированной температуре выходная полоса частот ограничена снизу величиной т{~г, которая зависит от температуры и представлена на рис.10 правой границей заштрихованной области. Верхняя граница соответствует рабочей температуре 1 К, нижняя -4.2 К. Для сравнения был выбран чувствительный мембранный А1-болометр с рекордным значением Б*, а также быстродействующий неравновесный резистивный ЫЬК детектор, работающий вблизи перехода. Как видно, индуктивный неравновесный детектор облада-

ю" ш" ю" —. ю1" ^ ю,! 1-У 1 о12 Ез 1 о11 ^ ю1» ё.

<=> ю"

1 о"1 1 о'"

ю»

I СГЛЛ\ СГ1^ С.Ч О 1 "I СГ101 СГУ 1 О^Ю'7 О-5 1 о ' 1 СГ3 1 О"2 I О'1 1 о°

Время (о)

Рис. 10. Быстродействие то и параметр В' для разных сверхпроводниковых детекторов.

1а. ^/-болометр 1 К

16. А/-перавновесный резистивный детектор 1.7 К

2а. АГЬ-неравновеспый резистивлый детектор 1.7 К

26. ТУЬ-неравновесньгй резистивный детектор 4.2 К

За. ЛГЬЛГ-неравновеснып резистивпый детектор 10 К

36. Т^ЬЛГ-болометр 10 К

4а. УВаСиО-неравновесный резистивный детектор 90 К

46. УВаСиО-болометр 90 К

5а. УВаСиО-неразновесный индуктивный детектор 10 к

56. УВаСг10-пера.вновесный индуктивный детектор 1 К

6. ./УЬЛГ-неравновесный индуктивный детектор 1.6-4.2 к

ет высокой обнаружительиой способностью за счет малой концентрации квазичастиц и рекордным быстродействием. Недостатком такого детектора является невысокая вольт-ваттная чувствительность, что приводит к довольно жестким требованиям к усилителю в схеме регистрации.

В главе 8 полученные экспериментальные результаты подтверждают низкотемпературную реализацию чистого неравновесного отклика в ВТСП, т.е. отсутствие болометрического эффекта на рабочих температурах гороздо ниже сверхпроводящего перехода и дает обоснования предполагать возможность создания неравновесного индуктивного быстродействующего детектора на основе тонких штепок УВаСиО

Кинетическая схема с неравновесной электронной температурой в ВТСП пленках вдали сверхпроводящего перехода предполагает, что постоянная времени УВаСиО детектора равна времени релаксации электрон-фононного взаимодействия в нодальных

областях При температуре Т = 4.2 К т*_рН ~ 15 пс (глава 8), тогда на темпе-

ратурах около Т = 10 К постоянная времени наравновесного индуктивного УВаСиО детектора тд ~ 10 пс. Тогда обнаружительная способность такого ВТСП детектора равна:

В* =

-рк

(25)

4Г2с,сг '

где ся концентрация кваоичастиц в нодалькых областях, которую можно оценить из формулы предлагаемой в работе [11]:

^1.54(|)2, Г« Д. (26)

При температуре Т = 10К, с, ~ 4 х 10 6 Дж см 3 К 1 и соответственно обнаружительная способность индуктивного УВаСиО детектора Б* — 10э Вт-1 см Гц1/2. При понижении температуры до Т — 1 К обнаружительная способность улучшается больше, чем на три порядка О* = 4 х 1012 Вт-1 см Гц1'2, тогда как постоянная времени детектора становится всего на два порядка хуже Тд = 100 пс (см.рис.10).

В конце главы отмечепо, что исследование кинетики сверхпроводящих ВТСП пленок и экспериментальные результаты, полученные от тонких пленок УВаСиО (гл.8) имеют большое общепаучное значение и крайне важны не только для проектирования индуктивных детекторов, а так же для других работающих в неравновесных условиях элементов сверхпроводншсовой электроники, таких как приборы на основе тунельной инжекции, сверхпроводпиковые транзисторы, контакты с непосредственной проводимостью.

В заключепии сформулированы основные результаты, полученные в диссертации.

ОСНОВНЫЕ РЕЗУЛЬТАТЫ.

1. В оптической и ближней ИК области спектра обнаружен неравновесный фотоотклик пикосекундного временного диапазона в резистивном состоянии тонких пленок нитрида ниобия.

2. Впервые получен и исследован двухкомпонентный фотоотклик пленок нитрида ниобия толщиной А > 50 А на лазерное амплитудно-модулированное и импульсное излучение оптического и ближнего ИК диапазонов. Показано, что быстрая компонента фотоотклика связана с неравновесным откликом, а медленная компонента - с быстрым болометрическим эффектом. Определены времена релаксации в электронной и фоноиной подсистеме: при Г > 10 К — 10 пс и трь_е ~ 50 пс, а время ухода неравновесных фононов из пленки ((!, ~ 50 А) в сапфировую подложку т„ составляет ~ 50 лс.

3. Впервые исследовапы условия реализации быстрого болометрического эффекта в нитриде ниобия. Экспериментальные результаты свидетельствуют о том, что в суб-

наносекундном интервале времен теплоотвод от пленки определяется сопротивлением Капицы, а не диффузионными процессами распространения тепла в пленке или подложке. Измерено сопротивление Капицы на границе NЪN-лшякn и Л/2Оз-подложки: Ям ~ Ю-2 К см2 вт-1 при Т ~ 10 К. Значепие коэффициента прохождения фонопом границы Qf-г ~ Ю-1 являются оптимальными для многих практических приложений болометрического эффекта.

4. Обнаружен и детально исследован пикосекундный неравновесный отклик тонких пленок УВагСп3От-1 в резистивном состоянии на импульсное лазерное излучение оптического и ближнего ИК диапазонов. Выяснены оптимальные условия его наблюдения. Определены времена релаксации в электронной и фононной подсистеме: гЕ_рл пси трн_,. ~ 70 ас при азотных температурах.

5. Исследована спектральная зависимость неравновесного отклика тонких У Ва2Сиз07_( пленок в оптической и ближней ИК области спектра. Наблюдаемая неселективиость неравновесной компоненты фотоотклика УВа2Си30т-( пленок убедительно докааывает присутствие эффекта электронного разогрева в тонких пленках ВТСП. В этом случае неравновесная функция распределения квазичастиц описывается электронной температурой и не зависит от длины волпы злектромагпитного излучения.

6. В высокотемпературных сверхпроводниковых пленках обнаружен переход от болометрического экспоненциального отклика к степенпому, что объясняется сменой теплового режима остывания пленки: релаксация температуры пленки, обусловленная сопротивлением Капицы на границе пленки и подложки сменяется диффузионным переносом тепла в подложке. Измерено характерное время смены режимов релаксации, идентифицируемое с временем возврата фононов из подложки в пленку тд при Т = 90 К: 350 не для А1г03\ 30 не для МдО\ 15 не для Я<Юа03\ 10 не для ЬаАЮ3\ < 0.1 не для 2тОг.

7. Определено тепловое граничное сопротивление между пленкой УВа2Си30г-е и различными подложками Дь<г при Т = 90 К: 0.53 х 10~3 К см2 Вг~г для МдО; 1.1 х 10"3 К см2 Вт'1 для А1203; 1.15 х Ю-3 К см2 Вт'1 для ЬаАЮ3; 0.76 х Ю"3 К см2 Вт"1 для ИсЮа03. Из экспериментальных данных определены средние коэффициенты прозрачности границы УВагСи30ч^ь пленка - подложка для фононов, проходящих в обоих направлениях: пленка-подложка <*/_, и подложка-пленка Полученные значения коэффициентов а ~ Ю-1 -Ъ Ю-2 хорошо описываются моделью акустического согласования. Напротив, выводы модели диффузионного рассеяния фононов на границе не соответствуют полученным результатам.

8. Впервые получен и исследован индуктивный сигнал ликосекупдного временного диапазона в чисто сверхпроводящем состоянии вблизи перехода (Т > Д) в тонких пленоках УВагСи30-!-б па импульсное лазерное излучение в оптической и ближней ИК области

спектра. Установлено, что индуктивный отклик имеет две компоненты, как и в случае резистивного отклика: первая пикосекундная составляющая объясняется неравновесной сверхпроводимостью, а вторая наносекущная компонента имеет болометрическую природу и обусловлена тепловым сопротивлением границы пленка-подложка. Вблизи перехода характерные времена релаксации квазичастиц и фононов в чисто сверхпроводящем состоянии практически совпадают с аналогичными временами в резистивном состоянии.

9. Обнаружен и исследован неравновесный индуктивный отклик при низких температурах (Г С Д) в тонких пленках нитрида ниобия: впервые прямым методом измерено время жизни квазичастиц Т| ~ 10 не в пленках толщиной d = 50 -f 100 А. Установлено, что в области низких температур (Т < 0.6 Тс) п имеет экспоненциальную температурную зависимость и пропорционально толщине сверхпроводящей пленки; величина индуктивного сигнала на плато частотной зависимости слабо, как Т'1^, растет с понижением температуры.

10. Обнаружен и исследован неравновесный индуктивный отклик вдали от сверхпроводящего перехода (Т < Д) в тонких Y Ва^Си^От^в пленках. Впервые экспериментально доказано, что при низких температурах в индуктивном отклике Y ВагСилО^-( пленок толщиной d = 500 А на подложке из LaAIOz, при Т = А.2К, отсутствует болометрическая составляющая. Показано, что низкотемпературная реализация неравновесного отклика в УВа2СизОт-б связана с нодальными областями электронного спектра.

11. Создан быстрый широкополосный реоистивньш детектор на основе тонких структурированных пленках NbN, работающий в электронном режиме детектирования. Детектор при рабочей температуре Т > 10 К имеет быстродействие Гц ~ 10 пс, вольт-ваттную чувствительность So — 20 В Вт~х и динамический диапазон ~ 80 dB. Оценка предельного значения параметра дает DJ = 1.3 х 109 см ГцВт'1;

12. Показаны возможности использования структурированных тонких пленок YBaCuO в качестве быстрых резистивных детекторов широкого спектрального диапазона от миллиметровых до оптических длин волн излучения. В электронном режиме детектирования постоянная времени и динамический диапазон детектора составили тд ~ 2 яс и 60 dB соответственно. Предельное значение обнаружителыюй способности D*e = 0.7 х 10г см Гц1/2 Вт'1. Измерения и оценки вольт-ваттной чувствительности показали, что Sir,в = 1 В Вт'1. В болометрическом режиме детектирования, где постоянная времени болометра определяется временем ухода неравновесных фоноиов из пленки в подложку, резЕстивный детектор имеет следующие характеристики (при YBaCuO пленке толщиной d — 500 А на подложке LaAl03): постоянную времени тр = 5 х 10~9 с, вольт-ваттную чувствительность Su,b ~ 45 В Вт'1 ж предельную обнаружительную

способность DJ = 2.5 х 107см Гц1/2 Вт"1.

13. Впервые создай быстрый сверхпроводниковый детектор на основе индуктивного неравновесного отклика пленки нитрида ниобия с выходной полосой частот от обратного времени жизпи квазичастиц до обратного времени развития электронной лавины Д/ ~ 107 -V- 1012 Гц. Детектор имеет быстродействие тр ~ 0.1 не, а малая концентрация равновесных квазичастиц и высокий квантовый выход приводит к величине обнаружительной способности D* = 1012 Вт-1 см Гц1/2 при температуре Т = 4.2 К и D* = 101в Вт"1 см Гц1/2 при Т = 1.6 К.

14. Впервые показана возможность создания индуктивного быстродействующего неравновесного детектора на основе топких пленок YBaCuO. Постоянная времени детектора определяется только временем релаксации электрон-фононного взаимодействия в нодальных областях т^рК. Прп понижении рабочей температуры от 10 К до 1 К постоянная времени меняется от 10 пс до 100 пс, обнаружительная способность D" соответственно улучшается от 109 Вт-1 см Гц1''2 до 4 х 1012 Вт-1 см Гц1/2.

Основные результаты диссертации опубликованы в следующих печатных работах:

1. Гершензон Е.М., Гольцман Г.Н., Гогидзе И.Г., Гусев Ю.П., Елаптьев А.И., Ка.ра-сик B.C., Семенов А.Д. Смеситель миллиметрового и субмиллиметрового диапазонов вош1 в резистивпом состоянии сверхпроводниковых ппепок // СФХТ, 1990, т.З, N10(1), стр.1711-1739.

2 . Gershenzon Е.М., Gol'tsman G.N., Goghidze I.G., Semenov A.D., Sergeev A.V.. Processes of electron-phonon interaction in thin YBaCuO films // Extended Abstracts of M2S — HTSC III Conference, Kaaazava, Japan, 1991, pp.186-187.

3. Гершензон E.M., Голъцмал Г.Н., Гогидзе И.Г., Семенов А.Д. Сергеев А.В. Пикосе-

кундпьгй отклик на излучение оптического диапазона в тонких пленоках YBaCuO // Письма Ж'ТФ, 1991, т.17, вып.22, рр.6-10.

4. Gershenzon Е.М., Gol'tsman G.N., Semenov A.D., Goghidze I.G., Zorin M.A., Renk K.F.

Sensitive picosecond NbN detector for radiation from millimeter wavelengths to visible light // Ext. abstr. Ill int. supercond. electronics conf., 1991, Glasgow, UK, p.524.

5. Gershenzon E.M., Gol'tsman G.N., Goghidze I.G., Zorin M.A., Semenov A.D., Sergeev A.V..

Ultrafast mechanism of radiation detection ia Nb, NbN and YBaCuO films // Ext. abstr. Ill int. supercond. electronics conf., 1991, Glasgow, UK, p.208.

6. Gershenzon E.M., Gol'tsman G.N., Goghidze I.G., Semenov A.D., Sergeev A.V. Picosecond

response of YBaCuO films to optical radiation / Proceedigs of the fourth German-Soviet Bilateral Seminar on IIigh-Tc Superconductivity, 1991, St.Petersburg, p.205.

7. Gershenzon E.M., Gol'tsman G.N., Goghidze I.G., Semenov A.D., Sergeev A.V.. Processes

of electron-phonon interaction in thin YBaCuO films // Physica C, 1991, V.185&189, pp.1371-1372.

8. Gol'tsman G.N., Semenov A.D., Gousev Y.P., Zorin M.A., Goghidze I.G., E.M.Gershenzon,

Lang P.T., and Renk K.F. Sensitive picosecond NbN detector for radiation from millimet-ere wavelengths to visible light // Supercond.Sci.TechnoL, 1991, v.4, pp.453-456.

9. Воронов Б.М., Гершегоон E.M., Гольцман Г.Н., Гогпдое И.Г., ГУсев Ю.П., Зорин М.А.,

Семенов А.Д. Детектор пикосекундного диапазона хга основе сверхпроводящей пленки нитрида ниобия, чувствительный к излучению в спектральной области от миллиметровых волн до видимого света // СФХТ, 1992, т.5, N5, рр.955-960.

10. Semenov A.D., Lang Р.Т., Renk K.F., and Goghidze I.G. Fast far infraxed to visible light response of a YBa,2Cu30is film measured with subnanosecond radiation pulses // Solid State Commun., 1992, v.80, N.7, pp.507-510.

11. Semenov A.D., Gol'tsman G.N., Gogidze I.G., Sergeev A.V., Gershenzon E.M., Lang P.T., and Renk K.F. Subnanosecond photoresponse of a YBaCuO thin film to infrared and visible radiation by quasiparticle induced suppression of superconductivity // Appl.Phys. Lett, 1992, v.60, N7, pp.903-906.

12. Gol'tsman G.N., Semenov A.D., Sergeev A.V., Aksaev E.E., Goghidze I.G., and Gershenzon E.M. Electron-phonon interaction in thin YBaCuO films and fast detectors / In "Phonon scattering in condesed matter VII", Springer Ser.Solid State Sciences 112 Ed. by M.Meissner and R.O.Pohl, 1993, p.184.

13. Sergeev A.V., Aksaev E.E., Goghidze I.G., Gol'tsman G.N., Semenov A.D., and Gershenzon E.M.. Thermal boundary resistance at YBaCuO film-substrate interface / In "Phonon scattering in condesed matter VII", Springer Ser. Solid State Sciences 112 Ed. by M.Meissner and R.O.Pohl, 1993, p.405.

14. Semenov A.D., Goghidze I.G., Gol'tsman G.N., Karasik B.S., Gershenzon E.M. Feasibility of structured YBaCuO thin films as fast pulse detectors from far - infrared to visible radiation // Proceedigs of the 5th German-CIS bilateral seminar on high-Tc Superconductivity, 1992, Kloster Banz, p.147.

15. Sergeev A.V., Aksaev E.E., Goghidze I.G., Gol'tsman G.N., Semenov A., Gershenzon E.M. Thermal boundary resistance at YBaCuO film-substrate interface // Proceedigs of the 5th German-CIS bilateral seminar on high-71,; superconductivity, 1992, Kloster Banz, p.130.

16. Semenov A.D., Goghidze I.G., Gol'tsman G.N., Sergeev A.V., Gershenzon E.M. Nonequi-librium quasiparticle response to radiation and bolometric effect in YBaCuO films // IEEE Trans.Appl.Superconductivity, 1993, v.3, N1, pp. 2132 - 2135.

17. Semenov A.D., Goghidze I.G., Gol'tsman G.N., Sergeev A.V., and Gershenzon E.M. Evidence for the spectral dependence of nonequilibrium picosecond photoresponse of

YBaCuO thin films // Appl.Phys.Lett., 1993, v.63, N5, pp. 681 - 683.

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

19. Ileusinger M.A., Nebosis R.S., Semenov A.D., Kouminov P.B., Goghidze I.G., Gershenzon I.G., Piehler A., Low R., Reschauer N., and Renk K.F. Fast nonblometric photoresponse to visible radiation of a granular Tl — Ba — Ga - Gu — O film, in "Applied Superconductivity" ed.by Freyhardt II.C. / DGM Informationgesellschaft, Oberursel, 1993, vol.2, pp. 1447-1449.

20. 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 YBa2Cu307-film/substrate interface for thermal phonons measured by means of voltage response to radiation j j Phys.Rev.B, 1994, vol.49, No 13, pp.9091-9096.

21. 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.

22. 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.751-755.

23. 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 NahumM. and Villegier J.-C., // Proc.SPIE, Bellingharri Wa, 1994, vol.2159, pp.81-84.

24. 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, Bel-lingham Wa, 1994, vol.2159, pp.60-67.

25. Nebosis R., Heusinger M., Schatz W., Piehler A., Low R., Reschauer N., and Renk K.P., Semenov A.D., Kouminov P.B., Goghidze I.G., and Gershenzon E.M. TlBa2Ga2Cu30g film for detection of visible and far-infrared radiation, in "High-Temperature Superconducting Detectors: Bolomctric and Nonbolometric" ed.by Nahum M. and Villegier J.-C. // Proc.SPIE, Bellingham Wa, 1994, vol.2159, pp.77-80.

26. Nebosis R., Heusinger M., Schatz W., Piehler A., Low R., Reschauer N., and Renk K.F., Semenov A.D., Kouminov P.B., Goghidze I.G., and Gershenzon E.M. Т1Ва2СагСи309±1 film as detector for far-infrared radiation, in "Millimeter and Submillimeter Waves and Applications" ed. by Afsar M.N. // Proc.SPIE, Bellingham Wa, 1994, vol.2250, pp.408.

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

28. Semenov A.D., Heusinger M.A., R^nk K.F., Menschikov E.M., Sergeev A.V., Elant'ev A.I., Goghidze I.G., and Gol'tsman G.N. Influence of phonon trapping on the performance of NbN kinetic inductance detectors // IEEE Trans.Appl.Supercond., 1997, vol.7, No.2, pp.3083-3086.

29. Gousev Y.P., Semenov A.D., Goghidze I.G., Pechen E.V., Varlashkin A.V., Gol'tsman G.N. Gershenzon E.M., and Renk К.F. Current dependent noise in a YBaCuO hot-electron bolometer // IEEE Trans.Appl.Supercond., 1997, vol.7, No.2, pp.3556-3559.

30. Меныциков E.M., Гогидое И.Г., Сергеев A.B., Елантьев А.И. , Куминов П.Б., Гольц-ман Г.Н. и Гершензон Е.М. Сверхпроводниковый быстродействующий детектор на основе индуктивного неравновесного отклика пленки нитрида ниобия // Письма в ЖТФ, 1997, т.23, вып.12, стр.7^80.

ЛИТЕРАТУРА.

1. Гершензон Е.М., Гершензон М.Е., Гольцман Г.Н., Карасик B.C., Семенов А.Д., Серге-

ев A.B. Разогрев электронов излучением и время неупругого электрон-фононного рассеяния в соединении YBCO // Письма в ЖЭТФ, 1987, т.46, вып.6, стр.226-228.

2. Аксаев Э.Е., Гершензон Е.М., Гольцман Г.Н., Радченко О., Семенов А., Сергеев A.B.

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

3. Гершензон Е.М., Гершензон М.Е., Гольцман Г.Н., Семенов 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.

4. Enomoto Y., and Murakami Т. Optical detector using superconducting BaPbo.7Bio.3O3

thin films // J.Appl.Phys., 1986, vol.59, N11, pp.3807-3814.

5. Frenkel A., Saifi M.A., Venkatesan Т., Lin C., Wu X.D., and Inam A. Observation of fast

nonbolometric optical response of nongranular high Tc Y Ва2СизО?-х superconducting films // Appl.Phys.Lett., 1989, vol.54, N16, pp.1594-1596.

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

de Rosa F., Inam A., Venkatesan Т., Xi X. Fast bolometric response by high Tc detectors

measured with subnanosecond synchrotron radiation // Appl.Phys.Lett., 1990, vol.57, N25, pp.2725-2727.

7. 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.

8. Frenkel A. Mechanism of nonequilibrium optical response of high-temperature supercon-

ductors // Phys.Rev.B, 1993, vol.48, N13, pp.9717-9725.

9. Bluzer N., Fork D.K., Geballe Т., Beasely M.R., Reizer 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, p.1519.

10. Owen C.S. and Scalapino. // Pbys.Rev.Lett., 1972, vol.28, p.1559.

11. Sergeev A.V. and Reizer M.Yu. Photoresponse mechanisms of thin superconducting films and superconducting detectors // Int.J.Mod.Phys.B, 1996, vol.10, N6, pp.635-667.

12. Будянсхип Л.А., Сеядман Л.А., Воронов Б.М., Губкина Т.О. Повышение воспроизводимости полунения топких сверхпроводниховых пленок нитрида ниобия. //СФХТ, 1992. т.5. N10. стр. 1950-1954.

13. Hcgmann F.A., Preston J.S. Origin of the fast photoresponse of epitaxial YBa^Cu^Or-i thin films // Phys.Rev.B, 1993, vol.48, N21, pp.16023-16039.

14. Bluzer N. Analysis of quantum superconducting kinetic inductance photodetectors // J.Appl.Phys., 1995, vol.78, N12, pp.7340-7350.

15. Carlstrom J and Zmuidzinas J. Millimeter and submillimeter techniques / Review of radio science 1993-1996. Edited by W.Ross Stone, Oxford University Press, 1996, p.839.

16. Gol'tsman G.N., Semenov A.D., Zorin M.A. et al. Sensitive picosecond NbN detector for radiation from millimeter wavelengths to visible light // Supercond.Sci.Technol., 1991, vol.4, pp.453-456.

17. Albrecht W., Kruse Th, and Kurz H. Time-resolved observation of coherent phonons in superconducting YBaCuO-thin films // Phys. Rev.Lett., 1992, vol.69, N9, p.1451.

18. Khalatnikov l.M. An introduction to the theory of superfluidity / Benjamin, NY, 1965.

19. Swartz E., Pohl P. Thermal boundary resistance // Rev.Mod.Phys., 1989, v.61, N3, p.606.

20. Меерович Л.А., Зачпченко Л.Г. Импульсная техника / Советское радио, М., 1953.

21. Kitazawa К. // Physica С, 1994, vol.235-240, XXIII.

22. Wollman D.A., Van Harlingen D.J., Lee W.C., Ginsberg D.xM. and Leggett A.J. // Phys.Rev.Lett., 1993, vol.71, p.2134.

23. Pines D. // Physica B,1994, vol.199-200, p.300.

24. Sun Ye and Maki K. // Phys.Rev.B, 1995, vol.51,p.6059

25. Bertin C.L., Rose K. Enhanced-Mode radiation detection bj? superconducting films //

J.Appl.Phys., 1971, vol.42, N2, pp.631-642.

26. Leung M., Storm V., Gulbertson J.C. et al. NbN granular films a sensitive, high speed detector for pulsed far infrared radiation // Appl.Phys.Lett., 1987, vol.50, N23, p.1691.

27. Гершеяаон E.M., Гершензон М.Б., Гольцман Г.Н., Люлькин A.M., Семенов А.Д., Сергеев А.В. О предельных характеристиках быстродействующих сверхпроводниковых болометров // ЖТФ, 1989, т.59, вып.2, стр.111-120.

28. Sauvageau J.E., McDonald D.G., Grossman E.N. Superconducting kinetic inductance radiometer // IEEE Trans.Magn., 1991, vol.27, N2, pp.2757-2760.

Подписано в печать №заказа J??

Ус. издат. Листов

Тираж

Московский институт стали и сплавов 117936, Москва, Ленинский проспект, 4 Типография МИСиС, ул. Орджоникидзе 8/9

Пре з;-

* Д

'/тгешекие 01

г/

ОС

Р } г, N 2 сЯ

I г.р*суд!1Л ученую степень ^

НаУ^

Начальник управления ВАК. Россу,

£

МОСКОВСКИЙ ПЕДАГОГИЧЕСКИЙ ГОСУДАРСТВЕННЫЙ

УНИВЕРСИТЕТ

На правах рукописи

д г<9

^ ГОГИДЗЕ Иван Георгиевич

МЕХАНИЗМЫ ФОТООТКЛИКА ТОНКИХ СВЕРХПРОВОДНИКОВЫХ ПЛЕНОК

Специальность 01.04.07 - физика твердого тела

ДИССЕРТАЦИЯ

на соискание ученой степени доктора физико-математических наук

Научный консультант:

доктор физико-математических наук, профессор Гершензон Е.М.

Москва-1997

СОДЕРЖАНИЕ

стр.

Список основных обозначений. 7

Введение. 12

Глава 1. Воздействие электромагнитного излучения на пленки сверхпроводников. Быстродействующие детекторы. 28

§1.1. Основные механизмы детектирования электромагнитного излучения на пленки сверхпроводников. 29

§1.2. Неравновесный отклик тонких пленок низкотемпературных сверхпроводников в резистивном состоянии. 33

§1.3. Неравновесный отклик высокотемпературных сверхпроводниковых пленок в резистивном состоянии. 40 ^1.4. Болометрический эффект в пленках высокотемпературных сверхпроводников. 51 §1.5. Фотоотклик по кинетической индуктивности тонких сверхпроводниковых пленок. 56 §1.6. Общая ситуация в области создания быстродействующих приемников излучения широкого спектрального диапазона. ~ 62 §1.7. Краткое изложение проблемы, целей и задач исследован-ний и использованных методик экспериментов. 72

Глава 2. Методы исследований, образцы и аппаратура. 76

§2.1. Исследуемые образцы их структуры и цепи регистрации сигналов. 78

§2.2. Методы регистрации сигналов с высоким временным разрешением. 87

§2.3. Импульсный метод. 88

§2.3.1. Лазерная установка наносекундных, субнаносекундн-ых и пикосекундных стоксовых импульсов оптического и ближнего ИК диапазона. 88

§2.3.2. Методика определения энергетических и временных характеристик стоксовых лазерных импульсов. 91

§2.3.3. Метод оптической накачки и зондирования субмиллиметровым электромагнитным излучением. 98

§2.3.4. Методика измерений амплитудных и временных характеристик фотоотклика. 101

§2.4. Модуляционный метод. 107

§2.5. Методика определения температуры шума резистивных сверхпроводниковых детекторов. 114

§2.6. Выводы. 121

Часть I. Механизмы фотоотклика тонких сверхпроводниковых пленок в нормальном и резистивном состоянии. 123

Введение. 123

Глава 3. Фотоотклик тонких пленок нитрида ниобия в резистивном состоянии. 125

§3.1. Экспериментальные исследования отклика ТУбТУ пленок в резистивном состоянии. 126

§3.2. Механизмы фотоотклика пленок Л^бЖ в резистивном состоянии. 134

§3.3. Возможность применения модели электронного разогрева к отклику пленок ЛЪЛ^ в резистивном состоянии. 140

§3.4. Быстрый болометрический эффект в тонких пленках нитрида ниобия. 148 §3.5. Выводы. 156

Глава 4. Неравновесный фотоотклик тонких пленок высокотемпературных сверхпроводников в резистивном состоянии. 158

§4.1. Пикосекундный фотоотклик тонких ВТСП пленок в резистивном состоянии, обусловленный подавлением сверхпроводимости неравновесными квазичастицами. 159 §4.2. Неселективность резистивного отклика пленок YBaCuO в оптической и ближней ИК области спектра. 169

§4.3. Квазистационарный метод определения параметров Электр он—фононного взаимодействия тонких YBaCuO пленок. 173

§4.4. Выводы. 176

Diaea 5. Механизмы релаксации болометрического фотоотклика тонких пленок ВТСП. 178

§5.1. Тепловое граничное сопротивление в системе высокотемпературная пленка - подложка. 179 §5.2. Экспериментальные исследования болометрического фотоотклика тонких пленок ВТСП в нормальном и резистив-ном состояниях на импульсное лазерное излучение. 188

§5.3. Определение коэффициентов прозрачности границы между пленкой и подложкой для тепловых фононов. 201 §5.4. Выводы. 208

Заключение части I. 210

Часть II. Механизмы фотоотклика тонких сверхпроводниковых пленок

в сверхпроводящем состоянии. 213

Введение. 213

Пгава 6. Фотоотклик по кинетической индуктивности тонких пленок высокотемпературных сверхпроводников вблизи сверхпроводящего перехода (Г > Д). 215

§6.1. Краткое теоретическое обоснование механизмов фотоотклика тонких пленок сверхпроводников вблизи сверхпроводящего перехода. 217 §6.2. Экспериментальные исследования индуктивного фотоотклика вблизи сверхпроводящего перехода тонких пленок УВаСиО. 222 §6.3. Механизмы индуктивного двухкомпонентного фотоотклика ВТСП пленок в чисто сверхпроводящем состоянии вблизи перехода. 240 §6.4. Выводы. 245

Глава 7. Неравновесный фотоотклик по кинетической индуктивности тонких пленок традиционных сверхпроводников при низких температурах (Г< А). 247

§7.1. Времена релаксаций электронов и фононов в нормальном и сверхпроводящем состоянии тонкой металлической пленки. 249 §7.2. Неравновесный отклик по кинетической индуктивности при низких температурах (Т <С А) в рамках модели 5-спаривания. 255 §7.3. Низкотемпературные экспериментальные исследования фотоотклика тонких NbN пленок. 261

§7.4. Низкотемпературный неравновесный фотоотклик по кинетической индуктивности тонких NbN пленок (анализ полученных результатов). 272 §7.5. Выводы. 283

Глава 8. Неравновесный фотоотклик по кинетической индуктивности в тонких пленок высокотемпературных сверхпроводников при низких температурах (Т < А). 284

§8.1. Неравновесный отклик по кинетической индуктивности при низких температурах сверхпроводников с (¿-спариванием. 285

§8.2. Низкотемпературный неравновесный индуктивный фотоотклик тонких пленок YBaCuO (Эксперимент и анализ полученных результатов). 291

§8.3. Выводы. 301

Заключение части II. 302

Часть III. Сверхпроводниковые детекторы на основе тонких пленок традиционных и высокотемпературных сверхпроводников. 305

Введение. 305

Глава 9. Быстродействующие резистивные детекторы на основе структурированы^ тонких пленок NbN и YBaCuO. 311

§9.1. Детекторы пикосекундного временного диапазона на основе сверхпроводящей структурированной пленки нитрида ниобия в резистивном состоянии, чувствительные к излучению в спектральной области от миллиметровых волн до видимого света. 312

§9.2. Возможность применения структурированных YBaCuO пленок в качестве быстрых детекторов излучения широкого спектрального диапазона. 316

§9.3. Выводы. 322

Глава 10. Быстродействующие индуктивные детекторы на основе

структурированых тонких пленок NbN и YBaCuO. 324

§10.1. Сверхпроводниковый быстродействующий детектор на основе индуктивного неравновесного отклика пленки нитрида ниобия. 326

§10.2. Возможность создания индуктивного быстродействую-его детектора на основе тонких пленок YBaCuO. 332

§10.3. Выводы. 336

Заключение части III. 338

Заключение. 344

Литература.

349

СПИСОК ОСНОВНЫХ ОБОЗНАЧЕНИИ

Се - теплоемкость электронов; Срк - теплоемкость фононов; сы ~ удельная теплоемкость тепловой границы; се - удельная теплоемкость электронов; сч - удельная теплоемкость квазичастиц; с/ ~ удельная теплоемкость фононов пленки; срк ~ удельная теплоемкость фононов; с8 - удельная теплоемкость фононов подложки; £)е - коэффициент диффузии электронов; Ирн ~ коэффициент диффузии фононов;

- параметр Ю* в болометрическом режиме детектирования;

- параметр И* в электронном режиме детектирования; (I - толщина пленки;

¿ьв, ~ толщина тепловой границы; Е - плотность энергии лазерного импульса; jc - плотность критического тока; к - коэффициент поглощения; к в - постоянная Больцмана; кд - коэффициент усиления;

км ~ коэффициент теплопроводности материала тепловой границы;

kf - коэффициент теплопроводности материала пленки;

Ьо ~ геометрическая индуктивность;

Ьк - кинетическая индуктивность;

1е - средняя длина свободного пробега электронов;

1р!г ~ средняя длина свободного пробега фононов;

~ средняя длина свободного пробега фононов в пленке;

1рк,з ~ средняя длина свободного пробега фононов в подложке;

/д - характерная длина, соответствующая времени возврата фононов из пленки в подложку тд;

п$ - концентрация сверхпроводящих носителей;

пр - концентрация куперовских пар;

пе - неравновесная функция распределения квазичастиц;

пщу - равновесная концентрация квазичастиц;

Р~а<1 - постоянная мощность электромагнитного излучения;

Р~ас1 - мощность модулированного электромагнитного излучения;

РаЬв ~ поглощенная мощность электромагнитного излучения;

Р~Ъз - поглощенная мощность модулированного электромагнитного излучения;

Рщу мощность излучения, при которой концентрация фотовозбужденных квазичастиц равна равновесным,

- тепловой поток из пленки подложку;

фв-/ - тепловой поток из подложки в пленку;

Иъй ~ граничное тепловое сопротивление; На - сопротивление квадрата площади пленки;

г - коэффициент размножения; гд - чувствительность отклика по сопротивлению;

- чувствительность отклика по кинетической индуктивности; Би - вольт-ваттная чувствительность;

Т°п - температура начала перехода из нормального состояния в сверхпроводящее;

уо// _ температура конца сверхпроводящего перехода (Я = О ом); Tf - температура пленки; Трь - температура фононов пленки; То - температура фононов подложки (термостата); Т2В - критическая температура перехода Костерлица-Таулесса; и! - скорость звука в пленке; и8 - скорость звука в подложке; (и) - средняя групповая скорость фононов; ир - скорость Ферми; и> - ширина пленки;

а - коэффициент прозрачности границы;

а/(к) - прозрачность границы для фононов пленки;

а;/-«, - средний коэффициент прозрачности границы для фононов, переносимых из пленки в подложку;

as-f - средний коэффициент прозрачности границы для фононов, переносимых из подложки в пленку;

А - сверхпроводящий параметр порядка;

2А - энергия сверхпроводящей щели;

е - энергия квазичастицы;

ер - энергия Ферми;

в - электронная температура;

9d ~ температура Дебая;

Л - длина волны электромагнитного излучения;

Хр - глубина проникновения магнитного поля;

це - химический потенциал неравновесных квазичастиц;

v - частота электромагнитного излучения;

z/(0) — плотность состояний электрона на поверхности Ферми;

£ - длина когерентности;

р - плотность материала;

ть - характерное время экспоненциального болометрического спада фотоотклика;

Tbd - время преодоления тепловой границы;

тс - время от начала спада сигнала до смены режимов болометрической релаксации;

те - время рассеяния электрона;

те_е - время электрон-электронного взаимодействия;

i~e-ph - время неупругого электрон-фононного рассеяния для электрона, находящегося на уровне Ферми;

— lire^ - время ухода фононов из пленки в подложку; тр - длительность импульса излучения; rph - время рассеяния фонона;

Tph-e - время жизни фонона с энергией квТ, связанное с электрон-фонон-ным взаимодействием;

tr - время возврата фононов из подложки в пленку;

те - время релаксации электронной температуры;

гд - время релаксации параметра порядка;

тв - время распада куперовской пары;

Гд - время рекомбинации квазичастиц;

т\ - эффективное время жизни квазичастиц;

•к. 0 т - время развития электронной лавины;

тр - постоянная времени детектора;

ф - азимутальный угол;

ш - циклическая частота электромагнитного излучения; ujd - Дебаевская частота. < - верхный индекс обозначающий низкоэнергичный фонон; > - верхный индекс обозначающий высокоэнергичный фонон; п - верхный индекс обозначающий нормальное состояние; s - верхный индекс обозначающий сверхпроводящее состояние; d - верхный индекс обозначающий сверхпроводник с ¿-спариванием;

ВВЕДЕНИЕ

После открытия высокотемпературных сверхпроводников в физике твердого тела интенсивнее стало развиваться направление, связанное с исследованием кинетических процессов в сверхпроводниковых пленках под воздействием электромагнитного излучения. Этот интерес связан как со всесторонним исследованием физических характеристик ВТСП материалов, так и с перспективами их использования в качестве элементов твердотельной сверхпроводниковой электроники. К настоящему времени накоплен значительный экспериментальный материал о воздействии излучения на тонкие пленки ВТСП. Наряду с хорошо известными эффектами для его объяснения привлекаются также специфические, характерные только для ВТСП, механизмы воздействия электромагнитного излучения.

Активно проводились исследования болометрического эффекта, эффекта Джозефсона и неравновесного отклика, то есть отклика, связанного с изменением только электронных состоянии под действием излучения. Остро стояли вопросы об особенностях проявления и границах существования перечисленных механизмов.

Наиболее понятная ситуация сложилась в миллиметровых и субмиллиметровых областях спектра. Характерные черты эффекта Джозефсона наблюдались в гранулированных пленках достаточно малых размеров, включающих небольшое число межгранульных барьеров. В больших образцах естественная неидентичность межгранульных контактов приводит к размытию джозефсоновских особенностей, в результате чего возникает проблема идентификации этого механизма.

В работах [1, 2] был обнаружен и исследован (наряду с эффектом Джозефсона) неравновесный отклик, аналогичный электронному разогреву в тонких пленках традиционных сверхпроводников в резистив-ном состоянии [3, 4]. Результаты измерений в работе [2] показывают, что при воздействии субмиллиметрового излучения на гранулированные пленки УВаСиО, в достаточно большом магнитном поле (В > 1 Тл), джозефсоновский механизм оказывается подавленным, а при длинах волн излучения Л < 0,4 мм джозефсоновская специфика вообще не проявляется. В этих условиях, когда в обычных сверхпроводниках наблюдается элекронный разогрев [4], доминирующим оказывается неравновесный отклик и время релаксации неравновесного состояния, интерпретируемое как время электрон-фононного взаимодействия ге_рл, соответствует пикосекундному диапазону (при Т = 4,2 К те-рь с^ 30 пс). Температурная зависимость времени электрон-фононного взаимодействия, рассчитанная по величине отклика в рамках модели электронного разогрева ~ Г-1, совпадает с результатами непосредственных измерений при гелиевых температурах и дает значение порядка 1 -т- 2 пс при 77 К.

В оптической и ИК областях спектра нестационарный эффект Джозефсона малоэффективен и межгранульные слабые связи могут влиять на фотоотклик лишь опосредованно. Неравновесный отклик в этом случае [5] 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 несмотря на интенсивные исследования в этом направлении, такой механизм детектирования в ВТСП пленках до сих пор не обнаружен.

Первоначальные поиски неравновесного отклика в оптическом диа-

пазоне длин волн, где проводятся исследования большинством групп с использованием техники импульсных лазеров, привели к следующей ситуации. С одной стороны, имелись многочисленные указания на то, что стационарные характеристики отклика существенно отличаются от ожидаемых при однородном нагреве образца, что связывали с неравновесными электронными процессами. С другой стороны, измеренное время отклика в лучшем случае составляло несколько наносекунд [6].

Более детальное исследование наносекундного отклика в работе [7] показало, что постоянная времени отклика не зависит от длины волны электромагнитного излучения от далекого инфракрасного до видимого диапазонов длин волн. Наиболее важным моментом оказалась обнаруженная прямо пропорциональная зависимость постоянной времени от толщины УВаСиО пленки. Таким образом, вопрос о природе наносе-кундного отклика был решен в пользу болометрического эффекта и было показано, что теплоотвод от тонких пленок ВТСП осуществляется граничным сопротивлением пленка-подложка (МдО^ЬаАЮз), а не диффузионными процессами в пленке или подложке.

В связи со специфическим характером резистивного состояния тонких двумерных ВТСП пленок, обусловленным динамикой вихрей Кос-терлиц-Таулеского типа, Кадин и др. [8] 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 пленки за счет транспортного тока. Авторы подчеркнули квантовый характер эффекта, где квант излучения приводит к рождению одной пары, хотя и не указали непосредственной реализации предложенного эффекта.

Многие исследовательские группы, как правило, отклик сверхпроводника в резистивном состоянии связывают с болометрическим эффек-

том, а в чисто сверхпроводящем состоянии с неравновесным откликом (например см. обзор [9]). В работе [10] впервые был получен индуктивный отклик в тонких пленках УВаСиО в сверхпроводящем состоянии и имел наносекундное время релаксации. Авторы отклик по кинетической индуктивности связывают с неравновесной сверхпроводимос