Разогрев электронов в пленках сверхпроводников и приборы на его основе тема автореферата и диссертации по физике, 01.04.01 ВАК РФ

Кб од

2 о да

Российская Академия Наук Ордена Трудового Красного Знамени Институт Радиотехники и Электроники

РАЗОГРЕВ ЭЛЕКТРОНОВ

В ПЛЕНКАХ СВЕРХПРОВОДНИКОВ И ПРИБОРЫ НА ЕГО ОСНОВЕ

Специальность: 01.04.01 - техника физического эксперимента,

фиоика приборов, автоматизация физических исследований.

Диссертация в форме научного доклада на соискание ученой степени доктора физико-математических наук

На правах рукописи

СЕМЕНОВ

Алексей Дмитриевич

Москва, 1993

Работа выполнена в Московском педагогическом университете им.В.И.Ленина, г.Москва

Официальные оппоненты: - доктор физико-математических наук

Г.В.Козлов (ИОФАН)

- доктор физико-математических наук

В.П.Кошелец (ИРЭ РАН)

- доктор физико-математических наук

А.Б.Козырев (ЛЭТИ)

Ведущая организация: МГУ им.М.В.Ломоносова

Защита состоится 17 сентября 1993 г. в 10.00 часов на заседании специализированного Совета Д 002.74.03 при ИРЭ РАН по адресу: г.Москва, 103907, ГСП-3, Моховая ул., д.11.

С диссертацией в форме научного доклада можно ознакомиться в библиотеке ИРЭ РАН.

Диссертация в форме научного доклада разослана

Ученый секретарь Специализированного Совета при ИРЭ РАН к.ф.-м.н.

В.Е.Журавлев

Общая характеристика работы

Актуальность темы. Неравновесные явления, к которым относится и эффект разогрева электронов, ¡занимают важное место в физике сверхпроводимости, поскольку непосредственно связаны с фундаментальными вопросами электрон-фононного взаимодействия и кинетики сверхпроводников. С другой стороны прикладная область криогенной микроэлектроники во многом базируется на неравновесных явления в сверхпроводниковых пленках.

Исследования неравновесных эффектов в пленках низкотемпературных сверхпроводников, проводившиеся начиная с 60-х годов, способствовали пониманию кинетики взаимодействия квазичастиц, куперов-ских пар и фононов и установлению иерархии характерных времен. Прикладной же аспект проблемы долгое время оставался разработа-ным недостаточно и, как следствие, в приборах криогенной микроэлектроники использовались лишь болометрический эффект и квантовые явления, такие как туннельный эффект и эффект Джозефсона. Разработка приборов на основе неравновесных явлений обещает значительное продвижение в части приемников, совмещающих уникальную щиро-кополосность с предельным быстродействием, а также быстрых переключающих элементов, управляемых светом и током.

С открытием высокотемпературных сверхпроводящих металоксид-ных соединений возник мощный стимул для исследований в них неравновесных эффектов, который обусловлен с одной стороны отсутствием адекватных представлений о механизме высокотемпературной сверхпроводимости (ВТСП), а с другой - легко прогнозируемым прогрессом в прикладной области. Действительно, повышение рабочей температуры приборов на основе ВТСП сулит снижение стоимости эксплуатации оборудования, а рост интенсивности квазичастичных взаимодействий при высоких температурах ведет к уменьшению характерных времен и, тем самым, к росту быстродействия и увеличению широкополо сности приборов.

Цель исследования. Экспериментальное изучение эффекта электронного разоогрева в пленках НТСП II ВТСП при воздействии электромагнитного излучения и тока и разработка приборов на его основе, в том числе

• Создание комплекса аппаратуры для измрения характерных времен кинетических процессов с пикосекундным разрешением в области спектра от субмиллиметровых волн до видимого света.

• Исследование неравновесных явлений, возникающих в ультратонких пленках традиционных сверхпроводников под действием излучения. Выяснение условий реализации эффекта разогрева электронов и определение с его помощью параметров электрон-фононного взаимодействия

• Исследование процессов переключения под действием импульсов тока тонких пленок КТСП к ВТСП из сверхпроводящего состояния в нормальное и определение предельных характеристик переключающих элементов. .

• Исследование неразновесного и быстрого болометрического отклика пленок УВаСиО на электромагнитное излучение, включающее излучение тешхофиоических характеристик границы пленка/подложка и спектральных характеристик неравновесного отклика.

• Создание теории работы детектора и смесителя, основанных на явлении электронного разогрева.

• Реализация широкополосных быстродействующих детекторов, смесителя терагерцового диапазона и управляемого током быстрого переключателя.

Научная новизна заключается в результатах исследования неравновесных явлений, возникающих в тонких пленках сверхпроводников при воздействии электромагнитного излучения и тока, в интерпретации этих явлений на основе предложенной модели разогрева электронов, а также в практической реализации и теоретическом обосновании работы приемных и переключающих устройств, основанных на эффекте разогрева электронов.

1. Обнаружен и исследован эффект разогрева электронов электромагнитным излучением в резистивном состоянии ультратонких разу-порядоченяых пленок традиционных низкотемпературных сверхпроводников.

2. Экспериментально определены характерные времена электрон-фононного взаимодействия для ряда традиционных сверхпроводников и изучены их зависимости от температуры и степени разу-порядоченности.

3. Исследован процесс переключения тонких пленок нобия из сверхпроводящего состояние в нормальное под действием тока. Показано, что предельные времена переключения определяются временем электрон-фононного воапмодействия, а процесс переключения может быть описан в рамках модели разогрева электронов.

4. Исследован отклик пленок УВаСиО на излучение в широкой области спектра. Экспериментально выделены болометрический и неравновесный механизмы отклика.

5. Получена спектральная зависимость неравновесного квазичастичного отклика пленок УВаСиО на излучение.

6. Показано, что быстрый болометрический отклик в пленках УВаСиО связан с тепловым сопротивлением границы пленка/подложка, величина которого согласуется с моделью акустического согласования.

Практическая ценность

1. Разработана теория детектора п смесителя, основанных на эфф-фекте разогрева электронов.

2. Реализована серия широкополосных детекторов излучения с различным быстродействием и чувствительностью на основе тонких пленок традиционных сверхпроводников.

3. Реализованы пикосекундные импульсные детекторы из пленок NbN и УВаСиО, которые были использованы для анализа формы импульсов излучения газовых лазеров ИК диапазона.

4. Экспериментально изучены характеристики смесителя субмиллиметрового диапазона из тонкой пленки ниобия, продемонстрирована применимость модели разогрева электронов для описания его работы.

5. Продемонстрирована возможность создания управляемого током быстрого переключателя на основе тонкой пленки сверхпроводника и оценены основные характеристики такого устройства.

Защищаемые положения

1. Проведено комплексное исследование неравновесного эффекта увеличения сопротивления ультратонких пленок ниобия и нитрида ниобия в резистивном состоянии при воздействии на них электромагнитного излучения малой мощности. Величина эффекта и его инерционность не зависят от длины волны излучения в спектральном интервале от миллиметровых волн до видимого света. Показано, что эффект не связан с нагревом пленки относительно подложки и туннельными явлениями в межграяульных слабых связях, а сводится к формированию неравновесной функции распределения квазичастиц и обусловленному этим подавлению параметра порядка в то время как фононы в пленке остаются в равновесном состоянии.

2. Предложена модель разогрева электронов, адекватно описывающая отклик ультратонкой грязной пленки № и 1МЪЬТ в резистивном состоянии на электромагнитное излучение. Показано, что неселективность эффекта обязана определяющей роли электрон-электронных столкновений в формировании неравновесной функции распределила квазичастиц и что время релаксации сопротивления вблизи сверхпроводящего перехода соответствует времени релаксации параметра порядка, а в области меньших сопротивлений и в нормальном состоянии - времени электрон-фононного взаимодействия Гер/,.

3. Исследована зависимость времени от температуры и степени разудорядоченности в пленках и ИЫЧ. Показано, что в области температур 1.6-10 К для ниобия тер^ ос Т~21~г, а для нитрида ниобия герд ос Т-Щ'1, где I длина свободного пробега электронов. Зависимость герН(1) в обоих случаях соответствует изменениям с длиной свободного пробега матричного элемента электрон-фононного взаимодействия, а температурная зависимость свидетельствует о модификации фононного спектра в тонких пленках.

4. Исследовано переключение импульсами тока тонких пленок 1ЧЬ из

сверхпроводящего(З) состояния в нормальнае(Г\т). Показано, что

процесс перехода опцсываеться в рамках модели разогрева электронов, а предельные времена переключения определяются характерным временем электрон-фононного взаимодействия. Обнаружено, что при переключении в узкой области токов формируется электронно-резнстивный домен. Определена скорость движения его границ « 105 см с—1, находящаяся в соответствии с теоретическими представлениями о диффузионном движении неравновесных квазачастиц вдоль пленки.

5. Обнаружен двухкомпонентный отклик пленок ВТСП на пикосе-кундные импульсы оптического излучения, быстрый иикосекунд-ный компонент которого соответствует неравновесному квазнча-стичному механизму, а медленный наносекундный обязан тепловой релаксации пленки относительно подложки. Впервые получена спектральная зависимость амплитуды неравновесного отклика ос , свидетельствующая об относительно слабой эффективности каскадного размножения неравновесных квазичастиц при энергиях много больших кТ и обязанная сильному фонон-фононному взаимодействию в УВаСиО. Определена температурная зависимость времени релаксации неравновесного отклика г ос Г-1.

6. Исследованы режимы тепловой релаксации пленки УВаСиО на различных подложках. Показано, что баллистический режим ухода фононов сменяется диффузионным режимом при временах порядка времени возврата фонона из подложки в пленку. Коэффициенты прозрачности границы для фононов, полученные из времени возврата и времени ухода, удается согласовать между собой и теорией акустического импенданса, привлекая температурные поправки к модели Дебая.

7. На основе модели разогрева электронов излучением построены теории электронно-разогревных детектора и смесителя. Показано, что электронно-разогревный детектор является предельным случаем обычного болометра, обеспечивающим наилучшую достижимую совокупность чувствительности и быстродействия по параметру 10, представляющему собой произведение обнаружительной способности детектора и обратного квадратного корня из постоянной времени. Рассчитаны характеристики электронно-разогревного

смесителя, покалывающие перспективность его применения в тера-герцовом; диапазоне.

8. Разработаны детекторы из Nb, NbN и YBaCuO, экспериментально получены соответствующие расчетам характеристики. Для детектора из Nb достигнуто предельное значение 1о = 7 • 1015 см Дж-1. Продемонстрировано, что получаемая в эксперименте величина и температурная зависимость потерь преобразования смесителя из Nb соответствует теоретическим расчетам.

9. Сформулированы принципы построения управляемого током переключателя на основе тонкой пленки сверхпроводника, а также способы достижения предельно малого времени переключения и минимизации рассеиваемой мощности. Показано, что переключатель из тонкой пленки YBaCuO может обладать при температуре 77 К временем переключения около 1 пс и средней рассеиваемой мощностью меньше 10 мкВт.

Апробация результатов. Основные результаты работы обсуждались на Всесоюзных и Международных конференциях в том числе

• Российско-германский семинар по проблеме ВТСП (Karlsruhe 1990, Ленинград 1991, Kloster Banz 1992)

• Международная конференция по прикладной сверхпроводимости (Snowmass 1990, Chicago 1992)

• Международная конференция по сверхпроводниковой электронике (Osaka 1989, Glasgow 1991)

• Всесоюзное совещание по физике низких температур (Кишинев 1982, Тбилиси 1986, Ленинград 1988, Донецк 1990)

• Всесоюзное совещание по тепловым приемникам излучения (Ленинград 1984,1988)

• Международная конференция по ВТСП и локализационным явлениям (Москва 1992)

• Международная конференция стран членов СЭВ по физике низких температур (Варна 1983)

о III Всесоюзный симпозиум по миллиметровым и субмиллиметровым волнам (Горький 1980)

• Всесоюзное совещание по проблемам высокотемпературной сверхпроводимости (Свердловск 1987)

• II Всесоюзная конференция по ВТСП (Киев 1989)

• Всесоюзная научно-техническая конференция "Твердотельная электроника СВЧ" (Киев 1990)

• III Международная конференция по материалам и механизмам ВТСП (Kanazawa 1991)

• Международная конференция "Рассеяние фононов в твердых телах" (New York, 1992)

• I Украинский симпозиум "Физика и техника ММ и СубММ волн" (Харьков 1991)

• Европейская конференция по ВТСП пленкам и монокристаллам (Ustron 1989)

Кроме того результаты работы защищены авторским свидетельством и опубликованы в 54 печатных работах.

Структура и объем работы. Доклад состоит из введения, пяти глав и заключения, списка работ автора,в которых опубликованы основные результаты диссертации, 1 таблицы, 26 рисунков.

Оглавление

Введение. 9

Глава 1. Методы исследования, образцы и аппаратура 14

1.1. Структура образцов и цепи регистрации сигналов 14

1.2. Методика регистрации сигналов с высоким

временным разрешением 15

1.2.1.Модуляционный метод 15

1.2.2.Импульсный метод 18

Глава 2. Разогрев электронов излучением в пленках

низкотемпературных сверхпроводников 20

2.1. Модель разогрева электронов 20

2.2. Результаты исследования пленок 1ЧЬ и 1ЧЬКГ 24

Глава 3. Неравновесные явления при воздействии

излучения на пленки УВаСиО 28

3.1. Быстрый болометрический эффект 28

3.2. Неравновесный квазичастичный отклик

на электромагнитное излучение 30

3.2.1. Миллиметровый и субмиллиметровый диапазоны 30

3.2.2. Инфракрасный и оптический диапазоны 34

3.3. Спектральная характеристика неравновесного отклика 36

Глава 4. Б-К переключение пленок сверхпроводников

под действием импульса напряжения 38

4.1. Теоретическая модель 38

4.2. Эксперимент 42 Глава 5. Приборы на основе эффекта разогрева электронов 45

5.1. Детекторы 45

5.2. Смесители 49

5.3. Переключатели 53 Заключение 56

Введение

В течение всего времени, прошедшего после открытия сверхпроводимости интерес к воздействию электромагнитного излучения и тока на пленки сверхпроводников перманентно поддерживался как новымп результатами, проливавшими свет на характер (стимуляция и подавление сверхпроводимости) и пространственную структуру (центры проскальзывания фазы, вихри магнитного потока, резнстивные домены) нерав-новсных состояний в пленках сверхпроводников, так и открытием новых явлений, таких как туннельный эффект и эффект Джозефсона.

В настоящее время важность исследования неравновесных состояний в сверхпроводниках определяется с одной стороны тем, что излучение и ток как таковые являются превосходными инструментами для изучения спектральных и кинетических свойств объекта, а с другой - продемонстрированной многократно возможностью использования сверхпроводящих пленок для создания различных устройств микроэлектроники, таких как детекторы, смесители, коммутаторы и т.д.

Открытие высокотемпературной сверхпроводимости привело к появлению новой волны работ в этой области в первую очередь потому, что использование новых материалов в приложениях позволило бы существенно упростить системы охлаждения и снизить таким образом стоимость устройств, а во-вторых потому, что растущая с увеличением температуры интенсивнность кинетических процессов предоставляет возможность создания новых устройств с гораздо более высоким быстродействием чем то, что было доступно традиционным низкотемпературным сверхпроводникам.

Воздействие тока или электромагнитного излучения на сверхпроводящую пленку приводит в общем случае к изменению всех ее параметров и, в частности, электродинамических характеристик, таких как оптические константы, магнитная восприимчивость, импенданс, сопротивление постянному току. В отличие от макроскопических квантовых эффектов, эффекта Джозефсона и туннельного эффекта например, величина которых определяется непосредственно взаимодействием кванта излучения с куперовскими парами или квазичастнцами, физическая картина всех остальных неравновесных явлений разбивается как бы на два этапа. На первом этапе под действием излучения или тока в пленке возникает неравновесное распределение квазичастиц, которое

проявляется в изменении регистрируемых в эксперименте характеристик объекта. Это изменение, однако, в значительной мере определяется состоянием, в котором находится пленка, более точно - его структурой. Таким образом неравновесные явления позволяют изучать с одной стороны фундаментальные проблемы квазичастичной кинетики, которая определяет вид неравновесной функции распределения, а с другой многообразие упомянутых выше типов структур неравновесных состояний. В настоящей работе в соответствии с использовавшимися методами исследования рассматривается только изменение импендан-са пленок и в частном случае сопротивления постоянному току при воздействии электромагнитного излучения. Эти методические рамки с одной стороны ограничивают область исследовании в основном рези-стивным состоянием пленок, а с другой делают небходимым понимание структуры этого состяния.

Впервые неравновесное состояние сверхпроводниковой пленки при температуре ниже критической, возникающее при облучении импульсами лазера, было оарегестрироваяо в работе Testardi [Phys. Rev. В 4, 2189 (1971)]. В течение длительного времени неравновесное состояние исследовалось преимущественно с помощью стационарных методик, в которых измерялась и сопоставлялась с теорией либо критическая мощность оптического излучения, необходимая для перевода пленки в нормальное состояние [Головашкин А.И. и др. ЖЭТФ 75,1517 (1978)], либо характерное время релаксации, определявшееся как коэффициент пропорциональности между величиной отклонения от равновесия и интенсивностью накачки. Вид неравновесной функции распределения в стационарных условиях исследовался с помощью туннельного контакта между двумя сверхпроводящими пленками, одна из которых подвергалась воздействию микроволнового [J.Wolter et al. Phys. Letters 86A, 185 (1981)] либо оптического излучения [A.D.Smith Phys. Rev. В 21, 3879 (1980)]. Был обнаружен и объяснен на основе уравнения Элиашбер-га для сверхпроводящей щели эффект стимуляции сверхпроводимости при воздействии на сверхпроводящую пленку вблизи Тс микроволнового излучения с энергией кванта меньшей энергетической щели [см обзор Дмитриев В.М. и Христенко Е.В. ФНТ 4, 821 (1978)]. Позже было экспериментально показано, что стимуляция сверхпроводимости сменяется ее подавлением при уменьшении длины свободного пробега электронов [Гершензон Е.М, и др. Solid State Commun. 75,639 (1990)] и

при увеличении мощности излучения [Асламазов Л.Г. и Гаврилов В.И. ФНТ 6, 877 (1980)].

Нестационарная методика была применена для исследования динамики неравновесного состояния при воздействии на сверхпроводящую пленку импульсов тока. Временное разрешение аппаратуры в этих экспериментах не превышало нескольких наносекунд, что позволило непосредственно измерить лишь врем релаксации параметра порядка тд ос (1 — Т/Тс)'1**2, расходящееся вблизи Тс [Ritger A.J. and Meissner H. J. of Low Temp. Phys 40, 495 (1980)]. Это же время было получено при исследовании нестационарного отклика на импульсное оптическое излучение [Shuller I. and Gray К.Е. Phys. Rev. Lett. 36, 429 (1976)]. Pals и Dobben [Phys. Rev. Lett. 42, 270 (1979)] получили наносекундное время рекомбинации квазпчастиц гд сх схр(—2А/квТ), исследуя стимуляцию критического тока амплнтудно модулированным СВЧ излучением. Однако, поскольку использовавшиеся пленки были сравнительно толстыми, попытки измерить субнаносекундные времена релаксации вблизи сверхпроводящего перехода наталкивались на тепловые эффекты [Chi С.С. et al. Phys. Rev. В 23, 124 (1981)].

Появление лазеров с пикосекундными импульсами и широкополосной регистрирующей аппаратуры сделало возможным исследование характерных времен релаксации в субнаносекундном диапазоне. В пленках ниобия было измерено время рекомбинации квазичастиц при промежуточных температурах [M.Johnson Phys. Rev. Lett. 67, 374 (1991)], в пленках YBaCuO был обнаружен двуполярный отклик, связанный с изменением кинетической индуктивности куперовских пар [N.Bluzer J. Appl. Phys. 71, 1336 (1992)]. Однако вопрос о разделении неравновесного и болометрического отклика вблизи Тс оставался нерешенным.

Теоретическое описание неравнозесного состояния сверхпроводника вдали от критической температуры может быть проведено в рамках простых моделей, предполагающих эвристические Ферми-подобные функции распределения квазичастич с эффективным химпотенциалом [C.S.Owen et al. Phys. Rev. Lett. 23, 1559 (1972)] либо температурой [Parker W.H. Phys. Rev. В 12, 3667 (1975)]. В пренебрежении энергетическим спектром, неравновесное состояние может быть также описано системой уравнений баланса для полного числа квазичастиц и фононов [А.Rothwarf and B.N.Taylor Phys. Rev. Lett. 19, 27 (1967)]. Ситуация вблизи сверхпроводящего перехода оказывается более сложной. Здесь

могут быть использованы временные уравнения Шнз бурга-Ландау, которые хорошо описывают например релаксацию параметра порядка в непосредственной близости от Тс. Другой подход, справедливый для грязных пленок с малой длиной свободного пробега электронов, был предложен в работе Е.М.Гершензона и др.[Письма в ЖЭТФ 34, 281 (1981)] с участием автора настоящего доклада. В резистивном состоянии, когда сверхпроводящая щель в объеме пленки существенно подавлена, сверхпроводящая специфика в энергетической релаксации квазичастиц практически не проявляется. За счет усиления электрон-электронного взаимодействия в грязных пленках [Altshuler B.L. and Aronov A.G. in Modern Problems in Condenced Matter Science, North-Holland Pub. Co, Amsterdam-NY, 1985] обмен энергией между квазичастицами интенсифицируется. Это ведет к формированию при внешнем воздействии неравновесной функции распределения квазичастиц Ферми типа с эффективной температурой, превышающей температуру фононов. Если пленка достаточно тонкая, неравновесные фононы могут уходить из нее быстрее, нежели рассеиваться на электронах. При этом фононная подсистема пленки остается в равновесии с термостатом, а температура электронов релаксирует с характерным временем, которое представляет собой усредненное по энергии время электрон-фононного взаимодействия. Процесс может быть описан простым уравнением энергетического баланса, подобным тому, что использовалось для металлов [Каганов М.И. и др. ЖЭТФ 31, 232 (1956)]. Для тонких пленок, изучение которых представляет особый интерес как в прикладном отношении так и в плане кинетических свойств, такая ситуация ввиду большой обычно концентрации рассеивающих электроны центров, является скорее правилом чем исключением.

Основной целью работы являлось изучение особенностей электрон-фононного взаимодействия и квазичастичной кинетики в пленках НТ-СП и ВТСП в условиях разогрева электронов, а также разработка быстродействующих широкополосных приемных и коммутирующих устройств, основанных на этом явлении. Результаты исследований, относящиеся к структуре резистивного состяния и быстрому болометрическому эффекту и представляющие самостоятельный интерес, также включены в работу. Важной особенностью работы является высокое временное разрешение аппаратуры, использовавшейся для регистрации импульсного отклика, и широкая полоса частот, реализованная в

модуляционной методике, которые позволили в ряде случаев непосредственно измерять характерные времена квазичастичного взаимодействия пикосекундного диапазона. В работе подробно рассматриваются прикладные вопросы, именно принципы создания и функционирования широкополосных детекторов и смесителей.

В части, относящейся к низкотемпературным сверхпроводникам, результаты настоящей работы в достаточной мере полны и соответствуют теоретическим представлениям. Напротив, исследования новых высокотемпературных соединений далеки от завершения и настоящая работа претендует лишь на освещение современного состояния дел в этой области.

ГЛАВА 1. Методы исследований, образцы и аппаратура

Основное внимание в этой части уделено оригинальным методикам, позволяющим исследовать кинетику неравновесного состояния с высоким временным разрешением. Рутинные вопросы приготовления и тестирования пленок, а также измерений на постоянном токе опущены. Важным, однако, является выбор структуры образцов и их включение в схемы регистрации таким образом, чтобы сигнал с пикосекундным временем нарастания/спада мог быть зарегестрирован без существенных искажений.

1.1. Структуры образцов и цепи регистрации сигналов

Цепи регистрации выполнялись в виде полосковых или копланарных передающих линий, либо в виде жестких коаксиалов. Прямое подключение образцов, представляющих собой планарные структуры микронных размеров, к обычным коаксиалам не может обеспечить требуемой полосы частот около 20 ГГц. Поэтому образцы практически всегда включались в полосковую линию, либо стыковались с компланарной линией, которые затем с помощью стандартных переходов присоединялись к коаксиалу. Во все случаях основным требованием является равенство волнового сопротивления линии (обычно 50 Ом) и волнового сопротивления исследуемой структуры. Достигалось это, во-первых, выбором геометрических размеров структуры, если ее размеры были сравнимы с размерами волны в линии, а во-вторых, в случае малых образцов, представляющих собой сосредоточенную нагрузку, подбором сопротивления в рабочей точке равного 50 Ом. Тогда, когда согласования достичь не удавалось, использовались различные способы калибровки, позволявшие учесть неравномерность коэффициента передачи. На рис.1.1 показаны две типичные структуры. Одна из них (рис.1.1а) представляла собой систему параллельных полосок микронной ширины, включенных в полосковую линию, имела миллиметровые размеры и расчитывалась так, чтобы волновое сопротивление ее составляло 50 Ом. Структура типа мостика Дайема (рис.1.16) имела обычно микронные размеры и подсоединялась к копланарной лини с помощью специального держателя. Исследование на высокочастотных панорамах показали,

что такого типа соединение имеет полосу коэффициента передачи не менее 18 ГГц.

1.2. Методика регистрации сигналов с высоким временным разрешении

Существуют два принципиально различных метода измерения временных характеристик отклика на внешнее воздействие. В первом из них постоянный ток либо излучение постоянной интенсивности модулируется по величине. Зависимости отклика от частоты модуляции позволяют получить характерное время (либо времена) отклика. Другой способ использует импульсное воздействие, а регистрация сигнала в этом случае осуществляется в реальном времени. Оба метода имеют свои преимущества н недостатки. Модуляционная методика дает возможность гетеродпнирования и синхронного детектирования. Регистрация при этом осуществляется в узкой полосе частот, обеспечивая выигрыш в чувствительности за счет снижения нхумов. В то же время получение характерного времени т процесса требует в общем случае проводить Фурье-преобразование в области частот модуляции Д/ 1/т, а искажение амплитудно-частотных характеристик за счет неравномерности тракта приводит к значительным ошибкам в определении т. Импульсная методика предоставляет преимущество наблюдения процесса в реальном времени, однако проигрывает в чувствительности из-за того, что регистрация ведется в широкой полосе частот.

Увеличение чувствительности импульсной методики возможно при использовании частоповторяющихся импульсов и стробоскопической техники. Здесь однако есть свои трудности, связанные с флуктуациями скважности и большой средней энергией воздействия.

1.2.1. Модуляционный метод

Основные приводимые в работе результаты были получены с помощью установки, использующей биения колебаний двух ламп обратной волны (лов) миллиметрового или субмиллиметрового диапазона. Временной интервал измерений расширен до Ю-11 с благодаря двойному преобразованию частоты биений и ее стабилизации в мегагерцовом диапазоне с помощью системы частотно-фазовой автоподстройки частоты. Достигнутая стабильность и режим синхронного приема позво-

лили сузить полосу регистрации до 100 Гц - значения, определяемого используемыми приборами. Процесс проведения измерений автоматизирован на бале персональной э.в.м.

Блок схема спектрометра-редаксометра приведена на рис. 2. Он содержит две одинаковые лампы обратной волны Лх и например, двухмиллиметрового диапазона волн, подключение параллельно к одному источнику питания ИП для уменьшения нестабильности разности их частот генерации. Длина волны излучения одной из них фиксирована (Л)), а другой (Л2) варьируется посредством изменения анодного напряжения. Грубая регулировка осуществляется генератором тока ГТ, плавная - изменением напряжения на резисторе Да, включенном в анодную цепь Л2.

Излучение обеих ламп сводятся в один волноводно-квазиоптичекий тракт с помощью кваоиоптического делителя луча ДЛ\, затем другим квазиоптическим делителем ДЛ2 часть мощности излучения ответвляется на кристаллический смесительный детектор КСД, а оставшаяся часть подается на исследуемый образец. Электронная часть прибора содержит системы управления и регистрации. Первая обеспечивает перестройку частоты биений / и ее стабилизацию при помощи системы частотно-фазовой автоподстройки частоты ЧФАПЧ. Система управления содержит кристаллический смеситель КСД, комплект сменных усилителей У2, смеситель СМ2 (стационарный блок преобразования частоты анализатора спектра С4-60), внешний гетеродин Г (генераторные блоки приборов Р2-73, Р2-78, Р2-54/4), устройство ЧФАПЧ, анализатор спектра АС (СК4-59) и генератор тока Г Т. В состав системы регистрации входят комплект малошумящий усилителей Уг, смеситель СМь аналогичный используемому в системе управления, вольтметр В (В7-34). Внешний гетеродин Г и анализатор спектра АС является общими для систем управления и регистрации.

В описываемой установке осуществляется стабилизация второй промежуточной частоты, получаемой в результате преобразования частоты биения ламп / в ниокочасотную область. Напряжение с первой промежуточной частотой / с выхода КДС через усилитель Уг поступает на смеситель СМ2, с помощью которого преобразуется в сигнал промежуточной частоты /„ = / — /г (/г - частота внешнего гетеродина). Этот сигнал подается на вход устройства ЧФАПЧ, опорным сигналом для которого служит напряжение частоты /о, снимаемое со встро-

енного гетеродина анализатора спектра АС, работающего в режиме фиксированной частоты. Сигнал ошибки системы ЧФАПЧ подается на резистор включенный в анодную цепь Л2. Благодаря грубой перестройке л.о.в. /„ всегда лежит в полосе захвата ЧФАПЧ, работа которй приводит к выполнению равенства /п = /о.

Нелинейность исследуемого образца, в частности инерционная нелн-нейность, обуславливает смешение колебаний л.о.в. и появление на его контактах напряжения частотой После усиления малошумящим усилителем Ух, этот сигнал поступает на смеситель СМ\, а преобразованное напряжение подается на вход анализатора спектра АС. Поскольку гетеродин Г является общим для двух аналогичных смесителей СМг и СМг, на вход АС поступает сигнал частоты /л = /о, чем обеспечивается режим синхронного приема.

Причинами искажений амплитудно-частотной характеристики являются, во-первых, неравномерность частотной характеристики коэффициента передачи тракта регистрации, обязанная в основном неоднород-ностям, возникающим на соединениях. Во-вторых - это частотная зависимость импенданса объекта исследования. Влияние аппаратурных эффектов на результат измерений может быть устранено с помощью подходящей нормировки. В описываемом приборе она проводится путем непосредственного измерения коэффициента передачи тракта регистрации вместе с объектом исследования, находящемся в рабочем режиме.

Для учета частотной зависимости импеданса образца такой способ нормировки недостаточен. Поскольку длина образца может быть сравнима с длиной волны, соответствующей частоте биений (А/ = с//е1//2, где е -диэлектричекая проницаемость подложки), неравномерность в частотной зависимости отклика 1/(/) при некоторой температуре помимо частотной зависимости импеданса связана с интерференцией сигналов от разных участков образца, приходящих ко входу предусилителя с различными фазами. Поэтому проводилась дополнительная нормировка с помощью относительных измерений. Для этого регистрировалась еще одна зависимость II(/) при более высокой температуре, когда время отклика пленки заведомо выходит за пределы рабочего диапазона прибора. Магнитное поле подбиралось таким, чтобы импендансы образца при обоих температурах были одинаковыми. Затем осуществлялось поточечное деление значений II, измереннных при двух тем-

пературах на одной и той же частоте.

Описанный спектрометр-релаксометр может быть использован при соответствующем выборе ламп обратной волны в диапазоне Л = 4 -г О,25 мм. Достигнутое временное разрешение ~ 10 пс ограничивается стандартной аппаратурой (предварительные усилители, смесители, управляемый гетеродин) и, в принципе, может быть улучшено. Чувствительность прибора на несколько порядков выше, чем при использовании пикосекундных импульсных лазеров.

1.2.2. Импульсный метод.

В работе использовались несколько различных импульсных лазеров, отличавшихся длиной волны, мощностью и частотой повторения импульсов. Излучение подводилось к образцу как через оптические окна с предварительной фокусировкой так и по волоконно-оптической линии связи. Последняя использовалась только в оптическом и ближнем инфракрасном диапазонах. В оптическом диапазоне источником излучения служил Nd — YAG лазер с удвоением частоты и двойной компрессией импульсов. Активная среда лазера создавала излучение с длиной волны 1,06 мкм и длительностью 7 не. Первая ступень сжатия, организованная в кювете с ССЦ за счет вынужденного рассеяния Брил-люэна обеспечивала импульсы длительностью 360 пс. Вторая ступень компрессии на основе комбинационного рассяния в CHi} сжатом до 30 атм обеспечивала импульсы длительностью 20 пс с длиной волны 1,54 мкм. Затем мог использоваться удвоитель частоты, на выходе которого получались имульсы той же длительности, но с длиной волны 0,63 мкм. Частота повторения импульсов в описываемом лазере не превышала 10 Гц. По этой причине схема регистрации включала аналоговый осциллограф с временем переходной характеристики 70 пс и набор усилителей с полосой 5.5 ГГц и суммарным коэффициентом усиления 60 дБ. Шумовая температура системы составляла «¿700 К, что позволило регистрировать сигналы с пиковым напряжением боле 100 мкВ. Траектория сигнала на экране осциллографа оцифровывалась специализированной видеокамерой, сопряженной с персональным компьютером. Та же система регистрации использовалась при работе с импусным СОг лазером высокого давления, служившим помимо источника излучения с длиной волны 10 мкм также для накачки газового Рамановского лазера. Этот последний перекрывал диапазон длин волн от 40 мкм до 260 мкм. В обоих случаях длительность импульсов была около 100 пс.

В ближнем инфракрасном диапазоне использовался импульсный полупроводниковый GaAs лазер с длиной волны 1,06 мкм и длительностью импульса 7 пс. Частота повторения в этом случае варьировалась от сотен герц до сотен килогерц, что позволило применить стробоскопическую технику регистрации. В качестве строб-интегратора использовался осциллограф С1-22 с входной полосой 18 ГГц, что соответствует времени переходной характеристики 19 пс. Набор предварительных усилителей с полосой 20 ГГц и суммарным усилением 20 дБ обеспечивая шумовую температуру «400 К (минимальное регистрируемое напряжение 150 мкВ). Эта же система регистрации использовалась при исследованиях воздействия на пленку сверхпроводника импульсов тока. Источником токовых импульсов служил генератор перепада И1-12 с временем нарастания 40 пс.

Импульсному методу, как и модуляционному, присущи паразитные эффекты, которые необходимо учесть дм того, чтобы получить истинную величину изменения напряжения на образце при внешнем воздействии. Таких эффектов два. Во-первых, если импенданс образца не равен входному импендансу Zq цепи регистрации, образующийся делитель напряжения вносит вклад в общий коэффициент передачи. Более того, в случае, когда изменение сопротивления образца сравнимо с Zo, искажается также и форма сигнала. Второй эффект связан с соотношением длительности отклика образца и времени переходной характеристики регистрирующей аппаратуры. Оба указанных фактора учитывались при расчетах истинной амплитуды изменения импеданса образца под действием излучения с помощью формулы:

где I - постоянный ток смещения, Z - импеданс образца в рабочей точке, г - истинная длительность отклика, та - время переходной характеристики регистрирующей аппаратуры, К - коэффициент усиления, AU - амплитуда сигнала на экране осциллографа.

Реализованные в установке временное разрешение и чувствительность не уступают лучшим зарубежным аналогам. Так, например, осциллограф SCD5000 фирмы Tektronix регистрирует сигнал минимальным напряжением 350 мВ при полосе 4,5 ГГц.

A Z-

Zo + Z

(1.1)

ГЛАВА 2. Разогрев электронов излучением в пленках низкотемпературных сверхпроводников

В настоящей главе рассмотрена теоретическая модель явления разогрева электронов и изложены основные результаты исследования пленок ниобия и нитрида ниобия.

2.1. Модель разогрева электронов

Как уже отмечалось во введении явление разогрева электронов реализуется вблизи критической температуры, когда времена рекомбинации и рассеяния квазичастиц совпадают и равны времени электрон-фононного взаимодействия герл в нормальном металле, а кроме того время ухода тепловых фононов из пленки много короче времени их рассеяния на электронах. Действительно, для достаточно тонкой пленки время ухода фононов из нее res оказывается меньше времени фонон-электронного рассеяния трае. Тогда излучаемые электронами неравновесные фононы покидают образец, не оказывая влияния на электронную подсистему, и, таким образом, фононы в пленке выполняют роль термостата. Неравновесная функция распределения электронов, вообще говоря, может существенно отличаться от фермиевской: ее вид зависит как от частоты излучения, так н от механизма энергетической релаксации электронов. Если в релаксации доминирует электрон-электронный канал, т.е.

(тее - время неупругого электрон-электронного взаимодействия), то функция распределения, как и при болометрическом эффекте, является фермиевской, но температуры электронов и фононов различаются. Отметим, что в чистых металлах неравенство (2.1) выполняется только при очень низких температурах Г ~ к02о/ер - температура Дебая, ер = рр/2тп - энергия Ферми). В тонких пленках электрон-электронное взаимодействие существенно усиливается и выражение для гее имеет вид

Сильное примесное рассеяние приводит, кроме того, к ослаблению

т„(Т) < re-ph(T)

(2.1)

(2.2)

электрон-фононного взаимодействия. При выполнении условия кТ/Ки1 «С 1 (I - длина свободного пробега электронов)

где /3 - константа порядка единицы, щ и щ - скорости продольного и поперечного звука. Оценки по (2.2) и (2.3) показывают, что для тонких неупорядоченных пленок (На ~ 50Ом,<1 ~ 100А,/ ~ ЮЛ) условие (2.1) выполняется в интервале температур Т < Т\ ~ 10К.

Величина отклика и его частотная зависимость при энергии кванта ки > кТ\ определяется динамикой фононной подсистемы. Для низкочастотных фононов с энергией Тш > кТ2, где Тг находится из условия трье(Тг) = те5(с1), пленка прозрачна, а высокоэнергетичные фононы (Тгш > кТг). многократно перепоглощаются электронами перед тем, как выйтп из пленки. Если Т\ > Т% ~ ЪУр-ц/кй (г) - коэффициент прохождения фононом границы пленка/подложка), то релаксация электронов в области энергий е > кТ\ осуществляется за счет высокоэнергичных фононов. Поэтому вся поглощенная электронами энергия излучения поступает в область е < кТ\, где перераспределяется за счет электрон-электронных столкновений. Таким образом, прп одновременном выполнении условий Тх > Т2, тев < гр!ге и (2.1) функция распределения электронов имеет фермиевский вид с температурой в, определяемой уравнением энергетического баланса

се§ = р(в,М2 - А(в4 - Г4) + Р., (2.4)

где се - удельная теплоемкость, ] - плотность транспортного тока, Р^ - мощность излучения, поглощенного в единице объема пленки, А -параметр, характеризующий интенсивность электрон-фононного вза-имодествия. Показатель степени температуры определяется температурной зависимостью времени релаксации электронной температуры. Чтобы описать экспериментальные данные для показатель степени надо выбрать равным 4. Для малых изменений температуры электронов в —Т <Г уравнение (2.4) упрощается

(2.5)

{2-6)

Здесь 7 - постоянная Зоммерфельда, те - время релаксации электронной тепературы, представляющее собой усредненное по энергпи £ время электрон-фононного взаимодействия и отличающееся от герд для электронов на поверхности Ферми (е = 0) численным множителем, меньшем 1. В дальнейшем мы не делаем различия между тд и тегд.

Если падающее на образец излучение промодулировано по амплитуде с частотой /, то Р„ = аРо(1 + cos(2жft)), где а -коэффициент поглощения, а Ро - поток энергии падающего излучения. В этом случае амплитуда переменной составляющей в на частоте модуляции равна

= + (гтгте,,,/)2]-^. (2.7)

се

Так как сопротивление образца зависит от температуры, то воздействие излучения при фиксированном токе I вызовет изменение напряжения на нем ДС/ = Дб ■ <Ш/д.Т {<Ш/<1Т = I ■ ¿Я/йТ - температурная крутизна напряжения).

Помимо непосредственного определения тери из зависимости Д27(/) его значение можно получить квазистационарным методом, регистрируя йи/ЛТ и Д{7 на частоте / <С (2тгт«рй)_1. При этом, поскольку се = 7Г, имеем

_ АЦуТ

Терк~ (¿и/<1Т)Р0- { '

Этот квазистационарный метод оказывается более чувствительным и позволяет исследовать образцы, обладающие чрезвычайно слабой зависимостью сопротивления от температуры ((¿Н/с1Т)Я"г и Расширение температурного интервала исследования времени герл может быть достигнуто при использовании магнитного поля, переводящего пленку при каждой конкретной температуре в состояние близкое к нормальному.

Модель может быть обобщена для толстых пленок, когда неравенство те, < ТрАе не выполняется. В этом случае температура фононной подсистемы тоже растет и в зависимости Д£/(/) может наблюдаться как электронно-разогревный, так и болометрический компонент, связанный с нагревом пленки в целом относительно подложки. Ситуация

может быть формализована добавлением к уравнению (2.5) условия теплового баланса для фононов

•Тг

о),

(2.9)

М Те те,

где Сф - удельная теплоемкость фононов, 2о — температура подложки. В этом более общем случае

AU = À l/n

1 + (2^)2

(1 + (27Г/Т2)2)(1 + (27Г/Т3)2)'

(2.10)

где

U " 2то

1 ± (1 — 4-

"Пг j ^ерЛ СрА

1/2

то"1 = П"1 +

1 Î е T-i

„ eph Cph

'3 + T,ph(1 + Ce/Cph)

Если тез Грйе, могут наблюдаться как болометрический, так и неравновесный отклик. Если реализуется условие res терь > трне, отклик является чисто болометрическим и в зависимости AU(f) проявляется только одно время релаксации res. Если же те, трке ^ т"ер/>> зависимость ДU(f) позволяет получить все три характерных времени.

Воздействие на пленку импульсного излучения также описывается системой уравнений (2.5) и (2.9), которая, однако, в этом случае может быть решена лишь численными методами. Не вдаваясь в математические детали, укажем качественные особенности решения. Если длительность импульса излучения много меньше всех характерных времен задачи, то при тез <С i~pke,rep-a импульсный отклик пленки характеризуется экспоненциальным спадом с характерным временем терд. Если Tes S» Tphe > ТеРк наблюдается биэкспоненциальная релаксация с характерными временами те, и тер^. И, наконец, при тее > reph > rphe в отклике присутствует только болометрический компонент.

Остановимся на двух особенностях отклика, связанного с разогревом электронов

а) Величина отклика AU ~ % ~ /jf > что делает эффект разогрева внешне похожим на болометрический: зависимости AU и dU/dT от

1

температуры п тока совпадают,

б) Поскольку поглощенная электронами энергия излучения перераспределяется в первую очередь по электронной подсистеме, величина Ав„ в модуляционном методе измерений, равно как и амплитуда отклика в импульсном методе, определяются только мощностью (или энергией импульса) излучения и не зависит от его частоты. Эффект разогрева электронов оказывается таким образом неселективным.

2.2. Результаты исследования пленок 1ЧЬ и NbN

Изучавшиеся пленки характеризуются малыми значениями коэффициентов диффузии £> — 1/3не превышающими Зсм3с-1, и постоянным значением произведения рВ (4 • Ю-5 Ом см3с-1 для 1ЧЬ и 3 • 10~4 Ом см3с-1 для №14), что свидетельствует о применимости к ним грязного предела дг^ 1. В миллиметровой области спектра с помощью модуляционной методики измерялось время т$ в зависимости от температуры, толщины пленки и коэффициента диффузии. Результаты для ниобия представлены на рис.2.1-2.3. Температурная зависимость времени ТерЛ ~ Т~2 (рис.2.1), прослеживаемая в широком интервале температур, соответствует модели разогрева электронов. Вблизи критической температуры в соответсвие с теоретическими представлениями тд определяется временем релаксации параметра порядка гд ос (1 — Г/Гс)~1/2 (вставка на рис.2.1).На рис.2.1 показано также время сбоя фазы электронов т9, полученное из измерения магнитополевых поправок к проводимости пленок в нормальном состоянии. При Т < 10 К оно определяется временем электрон-электронного взаимодействия тее ~ Т~1, а при Т > 10 К соответсвует времени герд. Результаты двух различных методик совпадают, подтверждая тем самым достоверность отождествления те и теф. С другой стороны данные по т^ подтверждают справедливость неравенства (2.1) в области Т < 10 К. Зависимости от толщины пленки (Рис.2.2) демонстрируют переход от разогревного к болометрическому механизму отклика при определнной толщине пленок ¿0) зависящей от температуры. Это позволяет оценить температурную зависимость времени фонон-электронного рассеяния.

тР1и(Т) = Ы0(Т)/ии ос Т~° \

Основным результатом является полученная на основе разогревных

экспериментов в тонких пленках ГТЬ зависимость времени энергетической релаксации электронов на фононах от температуры и коээфи-цпента диффузии электронов тгрь, ос Т-2/?'1 при 1,5/1' < Т < ЮЛ' и 0,6 < £> < 1,8см2¡с. Эта зависимость получена как в результате непосредственных временных измерений, так и по величине отклика в стационарных условиях. Мы склонны считать, что измененение коэффициента диффузии и времени герд в первую очередь обусловлено изменением длины свободного пробега электронов I, поскольку величина р-И прн использованных значениях I практически не меняется. Тогда полученная зависимость терь, ос 1~г (рис.2.3) соответствует теоретической зависимости эффективного матричного элемента электрон-фононного взаимодействия при условии дг? -С 1, а температурная зависимость герц ос Т~2 обусловлена модификацией фононного спектра (например, за счет вклада пзгибных колебаний с законом дисперсии ш ос <?~2). Действительно, оценка по нашпм данным температурной зависимости фо-нонной теплоемкости

СрН ~ ОС Т

показывает, что фононный спектр пленки значительно отличается от дебаевского. Пример отклика на импульсное оптическое излучение представлен на рис.2.4. Характерное время релаксации отклика ~ 0,5 не соответствует времени терь (4,2 К), полученному из модуляционных измерений. Предсказываемая моделью неселективность эффекта разогрева электронов подтверждается экспериментально представленной на рис.2.5 спектральной характеристикой отклика.

Аналогичный описываемому выше комплекс экспериментов был проведен с пленками нитрида ниобия. Однако, поскольку эти пленки, судя по литературным данным, в значительной мере гранулированы, интерпретации результатов в рамках разогревной модели необходимо предпослать обсуждение возможных здесь туннельных явлений.

Джозефсоновскпй механизм отклика в наших пленках может реали-зовываться только на межгранульных слабых связях, так как переходы на микротрещинах и дефектах возникают лишь прн создании специальных технологических условий и были бы видны в электронный микроскоп. Возможный размер гранул в исследуемых пленках лежит в интервале 20 - 100 А, поэтому межгранульные переходы могут иметь очень малые площади ~ 10 х ЮЛ2. Оценки магнитного поля, эффективно подавляющего эффект Джозефсона в таких слабых связях, дают

значения вплоть до нескольких Тесла. Еще труднее оценить при этом эффективную площадь и верхнее критическое поле сверхпроводящих контуров, включающих несколько джозефсоновских контактов. Однако практически для всех известных контактов Джозефсона (либо для сверхпроводящих контуров с контактами) напряженность магнитного поля, достаточная для подавления этого эффекта, не превышает сотен Эрстед (в нашем эксперименте при Т < 0,1ТС использовались магнитные поля напряженностью 20-г 80 кЭ). Во всех случаях, когда эффект Джозефсона проявляется в разупорядоченной системе межгранульных переходов (например, в пленках УВаСиО или в пленках Т^ЬЫ/ВГ^), гранулы имели значительно больший характерный размер (1-ь5 мкм), чем возможный размер гранул в наших пленках. Межгранульные переходы были легко различимы под микроскопом, и эффект подавлялся магнитным полем Н <С I кЭ.

На вольт-амперных характеристиках используемых пленок отсутствуют ступеньки Шапиро или какие-либо другие характерные для эффекта Джозефсона особенности, возникающие обычно при изменении мощности излучения и величины магнитного поля. Не были обнаружены также характерная для синхронизированной системы джозефсоновских контактов осциллирующая зависимость величины отклика от мощности падающего на образец излучения либо характерный для разупорядоченной системы межгранульных слабых связей переход от зависимости Д{7 сс при малых мощностях излучения к Д(7 ос \/Р~ при больших Р„. С другой стороны была отмечена практически полная идентичность токовых зависимостей отклика на излучение миллиметрового и оптического диапазонов и совпадение токовых зависимостей величины отклика и температурной крутизны напряжения. Поэтому мы полагаем, что, несмотря на наличие в наших пленках межгранульных слабых связей, эффект Джозефсона как и туннельные механизмы в них не проявляются. Это происходит из-за того, что диэлектрические прослойки между гранулами по-видимому не сплошные.

Измеренное с помощью модуляционной методики время отклика в интервале 1,5 - 9 К имеет температурную зависимость 7'-1-6±ол и обратно пропорционально коэффициенту диффузии. Те же значения времени отклика, равно как и температурная зависимость наблюдались в импульсных измерениях. В многочисленных работах для тонких пленок металлов в интервале температур 1 -г 20 К были получены темпера-

турные зависимости терь(Т) ~ Т~т, где тп меняется от ~ 1,5 до 3. Экспериментальные зависимости во многих случаях сильно отличаются от теоретических, рассчитываемых для дебаевского фононного спектра. В то же время в тонких металлических пленках фононный спектр может существенно отличаться от дебаевского. Так, для случая пленки на акустически мягкой подложке дт<1 <С 1 двумерный фононный спектр имеет вид и>д ~ д2, откуда следует

терн ос Г-3'2!-1

при условии I Л- Полученная в настоящей работе для тонких пленок экспериментальная зависимость т ~ Г-16 и изменение г с длиной свободного пробега электронов соответствует этой модели.

Таким образом в тонких пленках ГчЬ и NbN в резистивном состоянии пр и воздействии на них слабого электромагнитного излучения реализуется эффект разогрева электронов, а модификация фононного спектра обусловливает отклонение от предсказываемой в грязном пределе зависимости времени эпектрон-фононного взаимодействия терь ос Г-4/-1, приводя к зависимостям терь ос Т~21~1 в ниобии и герн ос Т~1В1~1 в нитриде ниобия.

ГЛАВА 3. Неравновесные явления при воздействии излучения на пленки УВаСиО

В настоящей главе изложены результаты исследования быстрого отклика пленок УВаСиО на излучение в широком интервале спектра от миллиметровых волн до видимого света. Наряду с неравновесным откликом рассмотрен быстрый болометрический эффект. Обсуждается спектральная характеристика неравновесного отклика.

3.1. Быстрый болометрический эффект.

Для описания тепловых процессов, формирующих отклик на излучение, обычно используются модель баллистического распространения тепла в пленке и подложке либо диффузионная модель. Первая предполагает локализованное тепловое сопротивление границы, рассчитываемое в рамках теории акустического согласования, и дает экспоненциальную релаксацию отклика на излучение с одним характерным временем, пропорциональным толщине пленки. Диффузионная модель предполагает степенную релаксацию отклика в реальном времени и степенную же его зависимость от частоты модуляции. Показатель степени зависит от размерности системы по отношению к фононам и для двумерного случая равен -0.5. Характерное время релаксации отклика (например, по уровням 0.1 - 0.9) окалывается пропорциональным корню квадратному из толщины пленки. Оценки величины характерных времен в обоих моделях дают значениея 1 - 10 не для пленок тоньше 100 нм.

Дискуссия в литературе о природе наносекундного отклика велась в основном на основе сопоставления температурных зависимостей величины отклика и температурной крутизны напряжения. Этот способ не дает возможности отличить быстрый болометрический отклик от, например, разогревного квазичастичного (см. Гл.2). Кроме того, пространственная неоднородность пленки и температурная зависимость теплоемкости пленки могут приводить к отличию температурных зависимостей отклика и температурной крутизны напряжения даже в рамках болометрического механизма. В настоящей работе мы пошли по пути исследования характерного времени отклика для пленок разных толщин на различных подложках.

Пленки напылялись на подложках Zr02, МдО, А^Оз, М<Юа,Оз, ЬаАЮз, ЬаАЮ$ различными способами и имели толщину от 40 нм до 400 нм. Ис-

следовался отклик на импульсное оптическое излучение и модулированное ИК излучение с длиной волны 10 мкм. Примеры импульсного отклика пленок на подложках из А\гО% п МсЮаОз приведены на рис. 3.1. Надо отметить, что во временном окне ~ 1 не для обоих образцов отчетливо наблюдается быстрый компонент отклика, не различимый в использованном на рис.3.1 масштабе и ограниченный временным разрешением аппаратуры 100 пс). Начальная часть спада отклика на рис.3.1. хорошо апрокснмируется экспоненциальной зависимостью ехр(—Ь/тъ). Более медленная релаксация для пленки на НсЮаОг начинается спустя тд ~ 12 не после начала релаксации и происходит по степенному закону 1 /\Д-Зависимости отклика от частоты модуляции излучения, как и следовало ожидать, соответствуют Фурье-преобразованию падающей части импульсного отклика и демонстрируют особенности на соответствующих частотах: ~ 1/\/7 спад при низких частотах, переходящий в полку при частоте (1/2тггд)-1 и последующий завал ос [1 + (27г/7^)2] ^. Время гд отождествляется нами с временем возврата неравновесных фононов из подложки в пленку

гя = (3.1)

V

где Трь, - время рассеяния фононов в подложке, которое может быть рассчитано по известным теплофизическим характеристикам подложек трНз — (к, - теплопроводность, с, - теплоемкость, и, - скорость

звука), г) - коэффициент прохождения фононом границы пленка-подложка. Этот же коэффициент может быть оценен из величины ть по формуле

(3-2)

ци/

где й - толщина пленки и и/ - скорость звука в пленке.

Учет теплоемкости оптических фононов и снижения групповой скорости акустических фононов при температуре ~ 100 К по сравнению со скоростью звука приводит к тому, что значения т/, полученные из (3.1) и (3.2) согласуются между собой и с теорией акустического согласования.

На рис.3.2 суммированы данные, полученные для различных подложек. Пропорциональность времени ть толщине пленок (по крайней мере для подложек из МдО, ЬаАЮг и Л^Оз) свидетельствует о справедливости баллистического режима переноса тепла через границу для времени I < тд. При больших временах режим преноса тепла становится диффузионным, что проявляется в степеншж релаксации отклика.

Существенным для положенной картины переноса тепла через границу является однородность неравновесной температуры пленки по ее толщине. Нарушение этого условия при d > lphf/ч (Iphf ~ длина пробега фононов в пленке) кладет предел применимости соотношения (3.2) и приводит к отклонению от пропорциональности ть ос d. Это видно на рис.3.2, где приведены данные для толстых пленок из работы Kappa [G.L.Carr et al. Appl.Phys.Lett. 57, 2725 (1990)]. Расчет времени рассеяния фононов rphf в пленке с учетом упомянутых выше поправок к простой модели акустических фононов дает значения порядка 50 пс. Это согласуется с величиной времени фонон-электронного взаимодействия rphe, полученной из непосредственных измерений времени электрон-фононного взаимодействия в пленках YBaCuO гр/,е = (см. часть 3.2 настоящей главы).

В заключение отметим, что время трн3 в подложках ZrC>2 оказывается порядка 1 пс. Это дает г g ~ 100 пс и исключает возможность наблюдения экспоненциальной релаксации болометрического отклика в пленках, приготовленных на этих подложках. Таким образом подложки ZrOt практически непригодны для создания быстродействующих устройств микроэлектроники.

3.2. Неравновесный квазичастичный отклик пленок YBaCuO на электромагнитное излучение

3.2.1. Миллиметровый V. субмиллиметровый диапазон длин волн Рассмотрим модуляционные измерения в миллиметровой области спектра. Схематически зависимость AU{f), получающаяся при этих измерениях после калибровки, описанной в Главе 1, показана на рис. 3.3. При малых частотах модуляции наблюдается монотонный спад сигнала Д{7 ~ l/v7> соответствующий степенной релаксации импульсного отклика, описанной в части 1. Затем следует плато, отвечающее баллистическому режиму переноса тепла через гарницу. Это плато завершается спадом вида AU ~ [1 -f (2irfTb)]~V2 с выходом на второе плато при некоторой частоте /о ~ (2иртр^е)-1. За исключением начального участка общий вид кривой описывается в рамках модели разогрева формулой (2.10), которая

при Cph > се и ТЪ > Tphe, Teph, приводится к виду

A U(f) = АЩ0),

__(3.3)

N (1 + (2т/7"ерл)2)(1 + (27Г/ть)2) Основным вопросом при исследовании квазичастичного отклика пле

нок УВаСиО на получение миллиметрового и субмиллиметрового диапазонов является отделение его от тунннельного эффекта и эффекта Джозефсона. Хорошо известно, что даже высококачественные пленки УВаСиО не свободны от межгранульных слабых связей, которые дают Джозефсо-новский или туннельный вклад в общий отклик пленки. Ситуация осложняется малой длиной когерентности в УВаСиО, которая обычно много меньше размеров гранул. Отдельные слабые связи оказываются десинхронизированными, кроме того их параметры неидентичны в пленках макроскопических размеров. Это ведет к размыванию характерных особенностей эффекта Джозефсона, таких как ступеньки Шапиро и осцилляции криттока в магнитном поле. Ниже перечислены некоторые тестовые эксперименты, позволяющие выделить неравновесный отклик в пленках макроскопических размеров. Обсуждаемая ниже величина отклика должна быть измерена при частоте / > /о н соответствует второму плато на рис.3.3.

а) Уменьшение размеров пленочного образца в плане рано или поздно приводит к ситуации, когда в пределах рабочей части (обычно это микромостик) остается лишь несколько гранул и осциллирующие зависимости криттока (и отклика) от магнитного поля могут быть обнаружены. На рис.3.4, 3.5 показаны зависимости отклика от тока и магнитного поля для образца с размерами в плане 2 х 5мкм2. Исследование на электронном микроскопе выявило наличие в этом образце трех гранул с размером порядка 3 мкм. Наблюдающийся на зависимости ДС/(7) набор эквидистантных пиков, соответствующий ступенькам Шапиро на ВАХ, и двухпериодные осцилляции на зависимости А1/(Н) свидетельствуют о Джозеф ооновской природе отклика.

б) Известно, что эффект Джозефсона подавляется внешним магнитным полем. Практически во всех известных случаях достаточно магнитного поля в несколько сотен эрстед для полного его исчезновения. Таким образом, внешнее поле в несколько килоэрстед обеспечивает возможность наблюдения неравновесного отклика даже в сильно гранулированных пленках.

в) До тех пор, пока энергия кванта излучения Ии мала по сравнению со сверхпроводящей щелью 2Д в гранулах и большинство слабых связей смещено током, немного меньшим критического, Джозефсоновский механизм наиболее эффективен. Полное сопротивление пленки при этом много меньше ее нормального сопротивления. При Ни > 2А Джозеф-

ооновский механизм неэффективен. Наибольшая эффективность фотоотклика достигается при этом там, где сопротивление пленки наиболее чувствительно к величине сверхпроводящей щели, т.е. в средней части сверхпроводящего перехода.

Результаты тестовых экспериментов б) и в) показаны на рис.3.6 для пленки размером 1 мм на 50 мкм. Видно, что в отсутствии поля максимум отклика в зависимости AU(I) сдвигается с ростом частоты излучения v в сторону больших токов и соответственно больших сопротивлений. При v ~ 5-1011 Гц форма и положение кривой перестают зависеть от частоты. Введение магнитного поля В « 3 Тл полностью устраняет сдвиг кривой AU(I) с частотой.

г)Для разупорядоченной системы Джозефсоновских слабый связей был обнаружен и объяснен теоретически переход от зависимости AU ~ при малых мощностях излучения к зависимости AU ~ %/Р^ для больших Р~, когда индуцируемый в пленке излучением ток превышает усредненный критток слабых связей [U.Strom et al. Phys. Rev. В 46, 8472 (1992)]. В наших экспериментах отклик во внешнем магнитном поле пропорционален при увеличении последней более чем на 60 дБ от минимального регистрируемого значения.

На рис.3.7 приведена температурная зависимость постоянной времени отклика, соответствующей спаду после второго плато на рис.3.3. Измерения проводились в магнитном поле 3 Тл для образца с растянутым переходом. Экстраполяция экспериментальной зависимости т ~ Т~1 в область температур Г ~ 80 К дает значение постоянной времени 1-3 пс.

Эффект Джозефсона также характеризуется малой постоянной времени, ограниченной однако паразитной емкостью слабых связей. По оценкам это время может составлять сотни пикосекунд. Наши измерения дают при Т ~ 80 К время в несколько пикосекунд. Такое быстродействие не было достигнуто даже для специально изготовленных Джозефсоновских и тунельных ВТСП контактов. Таким образом, совокупность данных свидетельствует о неджоз ефооновском характере отклика по крайней мере в сильном магнитном поле.

Ответ на вопрос о механизме неравновесного отклика непосредственно связан с величиной и температурной зависимостью г. Быстродействие предложенного Enomoto и др. [J.Appl.Phys. 59, 3807 (1986)] механизма подавления криттока слабых связей при уменьшении параметра порядка

в гранулах определяется временем рекомбинации квазичастиц в гранулах гт, экспоненциально растущем при понижении температуры. Полученная экспериментально температурная зависимость времени отклика т ~ Т~1 противоречит этому механизму. Отметим, что в тонких пленках обычных сверхпроводников в аналогичных условиях г ~ Т~2.

Рассмотрим результаты квазпстационарных измерений величины отклика (ДII при / < т~1) с точки зрения модели однородного электронного разогрева, в условиях которого при / (гр^е)-1 величина отклика образца на излучение соответствует выражению (2.7).

Это соотношение позволяет получить температурную зависимость терн с помощью квазистационарной методики не только в области температур, где возможны прямые измерения, но и в той, где существующая аппаратура не дает возможности их выполнения. Действительно, согласно формуле (2.8) тери ~ ТА11(ёи/йТ)~1 при / «С (2тггер/,)_1, если считать, что се — уТ. На рис.3.5 полученная таким способом температурная зависимость г привязана к непосредственно измеренным значениям при низких температурах и демонстрирует, что т ~ Т-1 во всем исследованном температурном интервале.

Согласованные результаты, получающиеся при использовании двух методов определения г позволяют интерпретировать измеренное время как время остывания электронной подсистемы за счет электрон-фононного взаимодействия и свидетельствуют об однородном характере энергетической релаксации.

Представляет интерес сопоставить т с транспортным временем г<г и временем релаксации фазы волновой функции электрона т^,. Линейный температурный ход сопротивления ранее во многих работах трактовался на основе формулы Друде с независящей от температуры концентрацией носителей. В этом случае г1т ~ Т-1, а безразмерный параметр С4г = К/т^кТ оценивался в пределах 1-10. В настоящее время хорошо известно, что концентрация носителей в YBa2CuзO^-$, определяемая с помощью измерений константы Холла, линейно растет с температурой. Кроме того, в соединении УгВа^Си&Охлинейная зависимость р(Т) проходит значительно ниже начала координат р,Т. Таким образом, можно сделать вывод, что линейный температурный ход сопротивления не связан с одним фундаментальным механизмом рассеяния, в том числе и электрон-фононным.

Время релаксации фазы волновой функции носителя т9 оценивалось для

УВаъСщОт-й из данных по магнптосопротивленню выше Тс. Согласно работе [Агопоу Р-в. а1. Phys.Rev.Lett. 62,965 (1989)], тр ~ а безраззмерная константа Сг = Н/т^кТ ~ 1. Для полученных в настоящей работе значений г соответствующая константа С — Ь/ткТ ~ 0,1. Таким образом, несмотря на одинаковую температурную зависимость, время остыванния электронной подсистемы и время релаксации фазы волновой функции электрона, по-видимому, связаны с различными механизмами рассеяния.

3.2.2. Инфракрасный п оптический диапазоны.

Основываясь на результатах иследования болометрического эффекта и постоянной времени неравновесного отклика в миллиметровом диапазоне, разумно предполагать, что неравновесньш отклик в импульсных измерениях будет проявляться по крайней мере при субнаносекундных временах. Действительно, исследования отклика пленок УВаСиО на импульсное оптическое излучение (длительность импульса ~ 20 пс, длина волны 0.63 мкм) с временным разрешением лучше 100 пс выявили двух-компонентную релаксацию отклика, пример которой показан на рис.3.8. быстрый компонент сигнала (амплитуда его соответствует точке А) имеет длительность около 100 пс, соответствующую временному разрешению аппаратуры, а медленный (амплитуда соответствует точке В) хорошо апроксимируется экспонентой с характерным временем Ть — 4 не (часть 3.1 настоящей главы).

Соответствующее точкам А и В на рис.3.8 изменение сопротивления пленки рассчитывалось по формуле (1.1) с учетом коэффициента усиления схемы регистрации, рассогласования импендансов пленки и входной цепи регистрациии, а также соотношения временного разрешения аппаратуры и характерного времени отклика пленки, который, в соответствии с результатами измерений в субмпллиметровой части спектра, мы полагаем равным 2 пс. С помощью зависимости Я(Т) амплитуды быстрого и медленного компонентов отклика выражались в градусах температуры. Эти амплитуды пропорциональны плотности энергпи излучения Е и току смещения. Их температурные зависимости для фиксированного значения Е показаны на рис.3.9.

Процесс формирования неравновесного компонента отклика может быть представлен следующим образом. Кванты оптического излучения с энергией Ии разрывают куперовские пары и создают неравновесные электроны с энергией над уровнем Ферми. Термализация неравновесных

•электронов включает несколько этапов. На первом эа счет испускания дебаевскпх фононов электроны релаксируют вниз по энергии к уровню Д(Т). Часть неравновесных фононов разрывает новые куперовскне пары, обеспечивая образование электронной лавины, а часть за счет фонон-фононного взаимодействия распадается на менее энергичные фононы, приводя к параллельному электронной лавине нагреву фононной подсн-ситемы. Изменение сопротивления пленки достигает максимума, когда достигает максимума концентрация избыточных квазпчастиц с энергией е ~ Д(Т) и энергетическая цель имеет минимальное значение (точка А на рис.3.8). К этому моменту формируются неравновесные функции распределения квазпчастиц и фононов, не находящиеся в равновесии друг с другом. Вопрос о том, какова роль электрон-электронного взаимодействия в формировании неравновесной функции квазичастиц, отстается открытым, поскольку в литературе отсутствуют данные об относительной интенсивности электрон-электронного и электрон-фононного взаимодействия в ВТСП. По этой же причине остается без ответа вопрос о том, можно лп описывать функцию распределения квазпчастиц эффективной температурой.

На втором этапе квазичастицы остывают за счет электрон-фононного взаимодействия, передавая энергию фононам. К концу этого этапа устанавливается равновесие между квазичастицами и фононами при температуре Т большей равновесной То (точка В на ряс.3.8). На последнем этапе происходит остывание пленки за счет ухода тепла в подложку. Эти тепловые процессы были рассмотрены в первой части настоящей главы.

Если соотнести быстрый компонент сигнала с неравновесным откликом, то независимость его нормированной амплитуды Дв/Е от температуры в области сверхпроводящего перехода (рис.3.9) находит свое объяснение в рамках модели электронного разогрева, в то время как рост при более низких температурах может быть связан с индуктивным откликом, создаваемым безпнерционным движенцем купсровских пар.

Проведем оценки амплитуд неравновесного и болометрического отклика в рамках модели электронного разогрева. Для этого будем считать, что, как п в низкотемпературных сверхпроводниках, энергия излучения не покидает электронную подсистему до начала второго этапа термализа-цпн, а электронная и фононная подсистемы могут быть описаны каждая своей температурой. Тогда точке А соответствует нагрев квазичастиц

относительно фононов

(3.4)

асе Тр

Здесь учтено, что длительность импульса излучения тр ~ 20 пс много больше времени остывания электронной подсистемы терЪ. ~ 2 пс. С учетом того, что ть тр, нагрев пленки относительно подложки, соответствующий точке В, равен

ЬТ=ТВ-Т0 = аЕ[ (3.5)

а{СрК + Се)

Тогда отношение амплитуд неравновесного и болометрического откликов

Учет временного разрешения аппаратуры т0 > тр уменьшает реальный коэффициент усиления схемы регистрации для быстрого компонента и дает отношение напряжений в точках А и В

+ + + (3.7)

ив се тр т0

Полагая ^ = 40 при Т = 80 К, получим из (3.6) 11л/ив — 2.1 в то время как эксперимент дает V— 1.6 (рис.4(7). Таким образом, действительно, часть энергии излучения уже на начальной стадии термалпзацпи уходит в фононную подсистему. Это согласуется с фактом сильной гибридизации фононных мод в ВТСП уже при азотных температурах.

Аналогичные описанным выше измерения были проведены в диапазоне длин волн 0.63 мкм - 400 мкм и показали, что отношение и^/ив растет с увеличением длины волны. Таким образом, модель электронного разогрева может быть использована для описания отклика пленок ВТСП на оптическое и ИК излучение, если при каждой определенной длине волны известна часть энергии излучения, поступающая в фононную подсистему на стадии лавинного размножения неравновесных квазичастпц.

3.3. Спектральная характеристика неравновесного отклика

Для получения спектральной характеристики неравновесного отклик;!, присущей собственно механизму, необходимо знать зависимость коэффициента поглощения пленок от длины волны. Эти данные могли бы быть

взяты из результатов спектроскопических измерений. Однако, при исследовании отклика приходится иметь дело со структурами и фокусированными пупсами получения. Коэффициент поглощения в таких условиях в большей степени определяется дпффракцией излучения на структуре, чем значением коэффициента поглощения исходных пленок. С тем, чтобы обойти эту трудность, мы использовали в качестве репера болометрический компонент отклика, который сразу дает поглощенную в пленке энергию излучения. Процедур;! нормировки при импульсных измерениях изложена в предыдущей части. Рассмотрим данные модуляционных измерений (рпс.3.3). Если воспользоваться моделью разогрева электронов, то из формулы (3.3) получается соотношение величины сигналов на второй полке А1/п и на первой А1/ь равное А11п/АЩ — ~ 0.002 при

ть = 4 не, тер/; = 2 пс и срь/с<. = 40. Экспериментально же было получено значение Д 11п/АЩ а 0.5. Выбирая за единицу соотношение между величинами неравновесного и болометрического откликов, соответствующее модели электронного разогрева, мы можем теперь объединить на одном графике данные, полученные в спектральной области от миллиметровых волн до видимого света. Это сделано на рис. 3.10. Видно, что спектральная характеристика неравновесного отклика хорошо ложится на зависимость ~ >/А. Отметим, что Джозефсоновский отклик в далекой инфракрасной области зависит от длины волны гораздо сильнее, именно, пропорционален А3/2 [СьвсЬ^ег et а1. Appl.Phys.Lett. 60, 648 (1992)].

В заключение главы подытожим результаты. Можно считать доказанным, что неравновесный отклик в пленках УВаСиО не связан с эффектом Джозефсона. Механизмы, связанные с образованием и распариванием пар впхрь-антивихрь, по-видимому, тоже не имеют места. Прямое взаимодействие света с флюксонами предполагает наличие некоторой конечной активационной энергии, которая должна приводить к красной границе эффекта, не обнаруживаемой в спектральной зависимости. Модель электронного разогрева также полностью не описывает особенности неравновесного отклика и может быть использована лишь в модифицированном виде, учитывающем неизвестные в настоящее время параметры взаимодействия между электронами, фононами и куперовскими парами.

ГЛАВА 4. S-N переключение пленок сверхпроводников под действием импульсов напряжения

В настоящей главе на основе теории электронного разогрева рассмотрен процесс переключения сверхпроводниковой пленки под действием импульсов напряжения, сопоставлены с теорией экспериментальные данные для ниобия и приведены превичные результаты для YBaCuO

4.1. Теоретическая модель

Остановимся сначала на рассмотрении процесса переключения на примере ниобия, а затем отметим особенности, существенные для YBaCuO. Предельные скорости переключения могут быть достигнуты лишь в том случае, когда удается избавиться от тепловых процессов. Иными словами, когда выполнено условие фононного термостата тез <С ту1е. Воздействие импульса напряжения в этом случае проводит к появлению тока, распариванию куперовских пар и росту энергии электронов за счет выделяющейся Джоулевой мощности. Перераспределение энергии в электронной подсистеме происходит преимущественно за счет электрон-электронного взаимодействия ввиду отсутствия возбуждения с энергией, существенно большей квТ. По достижении электронной температурой значения Тс пленка переходит в нормальное состояние.

Остывание электронной подсистемы при выключении внешнего воздействия происходит за время порядка времени электрон-фононного взаимодействия за счет испускания неравновесных тепловых фононов, которые баллистически уходят из пленки (те1 < трье). Как только температура электронов становится меньше Тс пленка возвращается в исходное состояние с низким сопротивлением. Однако скорость переключения даже тонких пленок может снижаться из-за обратного потока неравновесных фононов, вылетевших из пленки и рассеявшихся в подложке. Этим эффектом молено практически пренебречь для стук-туры узких полосок с шириной W < hRm, где к - теплопроводность подложки, a Rbd - тепловое сопротивление границы пленка-подложка. Для ниобия характерная ширина оказывается порядка 1 мкм. Для описания процесса переключения можно воспользоваться уравнением (3.4), которое должно быть дополнено зависимостью напряжения на пленке от транспортного тока при фиксированной электронной температуре

U$(I), которую мы в дальнейшем будем называть изотермической воль-амиерной характеристикой (ВАХ). Конкретная форма изотермической ВАХ определяется природой резистнвного состояния пленки. Как показано в работе А.И.Елантьева и Б.С.Карасика [ФНТ 15, 675 (1989)], для описываемых здесь пленок ниобия при в = const и токах, незначительно превышающих критический, Ic, Ue(I) — R(6) ■ (I — Ic), где R(6) - сопротивление пленки, которое зависит только от электронной температуры. Такая зависимость, возможно, свидетельствует, что при I > 1С резпстивность связана с вязким течением магнитных вихрей. В то же время нелинейность экспериментально наблюдаемых стационарных ВАХ в основном связана с электронным разогревом транспортным током, а результаты ее численного моделирования в рамках разогревной модели слабо зависят от деталей изотермической ВАХ, заложенных в расчет. Поэтому, имея ввиду малость 1С при температурах вблизи критической, мы полагаем

U9{I) = I ■ Щв), (4.1)

В качестве зависимости Я(в) в расчете использовалась» экспериментальная зависимость R{T), полученная в отсутствие оптического получения при малом измерительном токе. В этом случае электронная температура практически равна температуре термостата и зависимости R(0) п R(T) совпадают. Принятая упрощенная форма изотермической ВАХ ограничивает область применения модели температурами, для которых Я(в) > 0, однако наличие низкотемпературных хвостов на зависимостях R(T) делает ату область вполне достаточной для анализа экспериментальных данных.

При достаточно нпзкпх температурах ВАХ имеют типичный N-образный вид, схематически показанный на рис.4.1, что позволяет, в принципе, применить к анализу переключателей, основанных на электронном разогреве в сверхпроводниковых пленках, стандартный аппарат, развитый для схем с туннельными диодами.

Рассмотрим качественно процесс переключения пленки под действием прямоугольного импульса напряжения. Пусть в начальный момент времени при некоторой температуре Т <ТС состояние пленки соответствует точке А на рис.4.1. В момент прихода переднего фронта импульса нагрузочная прямая практически мгновенно сдвигается из первоначального положения а (см. рис.4.1) в положение а', соответствующее

повышенному напряжению на пленке. При этом, поскольку электрон-нная температура в а, от которой зависит сопротивление пленки, не успела заметно измениться, фазовая точка сдвигается в положение А', находящееся на пересечении нагрузочной прямой а' и изотермической В АХ, характеризующейся электронной температурой 0А (в нашем приближении - прямой, проходящей через начало координат и точку А). В последующие моменты времени под действием джоулева нагрева уве-личивется электронная температура, а вместе с ней и сопротивленце пленки. Фазовая точка движется вверх по прямой (а1) к точке равновесия С". После прохождения заднего фронта импульса нагрузочная прямая возвращается в исходное положение (а), фазовая точка переходит по прямой, проходящей через начало координат и точку С" в точку В и затем в точку С, завершая процесс переключения. Если длительность импульса напряжения меньше времени установления электронной температуры, т.е. его задний фронт приходит в момент времени, когда фазовая точка находится, например, в положении Е', происходит переход в состояние, соответствующее точке Е. Процесс переключения завершится только в том случае, если после прихода заднего фронта импульса электронная температура оказывается выше, чем в точке D (фазовая точка оказывается, например, в положении Е). Тогда переключение завершается под действием одной только джоулевой мощности, выделяемой в пленке.

Перейдем к количественному описанию процессов переключения. Уравнения (2.4) и (4.1) позволяют полностью описать реакцию пленки на импульс напряжения в рамках модели однородного электронного разогрева. Сопоставление с экспериментом, однако, может быть сделано лишь с учетом конкретной схемы регистрации. Рассмотрим простейшую такую схему в которой полоска пленки включена в цепь постоянного тока смещения с э.д.с. Е и баластным сопротивлением Re так, что ток течет вдоль полоски. Пленка соединена с активной нагрузкой сопротивлением 50 Ом (осциллограф или усилитель) с помощью предающей линии с волновым сопротивлением Ro = 50 Ом. Для такой схемы напряжение на пленке

U = Ro-{Ib-I), (4.2)

где 1ь - общий ток, потребляемый от источника смещения. В дальнейшем мы будем предполагать, что Лц R', Ro¡ а также пренебрежем реактивными параметрами пленки. Тогда Д = E/Re и не зависит от

происходящих в ней процессов. Распределение токов между пленкой и передающей линией может отклоняться от описываемого уравнением (4.2), если в линию включен конденсатор, развязывающий пленку и нагрузку по постоянному току. Это отклонение, однако, становится существенным лишь для медленных процессов с характерным временем, большим 27гИоС (С - емкость конденсатора).

Время переключения пленки из сверхпроводящего состояния в нормальное под действием ступеньки напряжения определяются интегралом:

Т - Т0 = (в-}--М, (4.3)

где А1/ -величина ступеньки напряжения на образце, V - объем пленки, а в определяет напряжение на пленке в момент времени I : 17(1) = 111(0). В линейном приближении переходный процесс описывается экспоненциальной функцией с характерным временем

1 +

¿т

4УАТ>( 1 +

(4.4)

Произвольный случай требует численного интегрирования.

Высокотемпературные сверхпроводники, например, пленки УВаСиО, обладают рядом особенностей, которые делают необходимым существенный пересмотр развитой выше модели для описания процессов переключения в этих пленках. В частности, существование в них неравновесной функции распределения фермпевского типа должно быть оставлено под сомнением, поскольку нет устойчивых данных даже об относительной интенсивности электрон-электронного взаимодействия в этом материале в области энергий порядка сверхпроводящей энергетической щели. Если все л<е предпололшть, что при азотных температурах тее < тсрк п неравновесное состояние пленки можно характеризовать электронной температурой, то и в этом случае в обсуждаемую модель нужно внести ряд изменений. Экспериментально полученная нами температурная зависимость времени отклика УВаСиО на воздействие субмпллпметрового излучения т ~ Т-1 (Глава 3). Если, как и для ниобия, отождествить это время с временем электрон-фононного взаимодействия, требует изменения показателя степени температуры в уравнении теплового баланса (2.4) с 4 на 3. Условия реализации фоминого термостата в УВаСиО также сильно отличаются от таковых

в ниобии. Если в последнем фононный термостат может быть обеспечен уменьшением толщины пленки, а при ее увеличении время релаксации сопротивления плавно растет, достигая значений, характерных для болометрического эффекта (рис.2.2), то в УВаСиО фононный термостат при азотных температурах реализуется для быстрых процессов (т < Трде) за счет большой удельной теплоемкости фононов по сравнению с электронами. Это обстоятельство, в частности, позволило нам выделить на фоне болометрического эффекта и исследовать ппко-секундную релаксацию неравновесного отклика относительно толстых пленок УВаСцО на излучение субмиллиметрового диапазона (Глава 3).

4.2. Эксперимент

Вольтамперные характеристики, показанные на рис.4.2, получены при различных температурах в режиме заданного напряжения. Кривые демонстрируют ряд особенностей. Это, во-первых, горизонтальный срывной участок и сопутствующий ему гистерезис при низких температурах, а во-вторых - аномально большой вертикальный участок ВАХ, в каждой точке которого состояние образца стабилизируется напряжением при неизменом токе. Этот ток, обозначаемый в дальнейшем 12, растет с понижением температуры. Вертикальный участок ВАХ связан, скорее всего, с образованием нормального домена, размеры которого пропорциональны приложенному напряжению. Он не описывается моделью однородного электронного разогрева, что и показывает теоретическая ВАХ для Т = 4,88 К (звездочки на рпс.4.2).

Пример реакции образца на ступеньку напряжения при нескольких величинах перепада напряжения показан на рис 4.3. Все кривые привязаны в точке, соответствующей максимальному значению напряжения на образце. Острый пик перед началом перехода в резистивное состояние обусловлен дифференцированием приходящей от генератора перепада ступеньки напряжения на геометрической индуктивности образца и служит удобным репером, показывающим к тому же временное разрешение установки. При малых величинах перепада напряжения наблюдается плавный (в использованном масштабе времени) переход образца в резистивное состояние, время которого уменьшается с ростом перепада напряжения. Увеличение перепада напряжения приводит к появлению вертикального участка отклика, накладывающегося на реперный пик, с последующим плавным переходом в квазистацп-

онарное состояние. Характерное время этого процесса по-прежнему уменьшается с ростом перепада напряжения. Приведенные кривые позволяют рассчитать с учетом схемных факторов траекторию перехода образца из сверхпроводящего в резистпвное (или нормальное) состояние в координатах ток-напряжение. Результат показан на рис.4.4. Для каждого значения напряжения пренада взяты по две точки траектории: одна точка (точка А на рис.4.3), соответствующая квазистационарному состоянию образца после перехода, вторая (точка В) - соответствующая концу быстрой фазы перехода (вертикальный участок). Здесь же приведена В АХ образца на постоянном токе. Видно, что точки соответствующие окончанию быстрой фазы перехода, попадают на изотермическую ВАХ при данной температуре (пунктир), в то время как точки, отвечающие квазистационарному состоянию после перехода, лелсат близко к стационарной ВАХ и отклоняются от нее лишь в области развития резпстивного домена. Регистрация с более грубым временным масштабом показывает, что квазистацпонарное состояние медленно релакснрует к стационарному за время t ~ 200 не, которое мы отождествляем с временем распространения теплового домена на весь образец. Оценка нз этих данных скорости движения границ домена дает v ~ L/t ~ 3 • 105см • с-1, что согласутся с теоретической оценкой этой скорости [ГУревич A.B., Минц Р.Г. "Тепловые автоволны в нормальных металлах и сверхпроводниках" М. ИВТАН, 1987] v = (4AT2D8ji)1/2 ~ (D6jTeph) ~ 105см • с-1, где 6 = jjpH/4AT3{Tc-Т) - параметр Стекли, равный 5 при Т = 4,2 К (рн - удельное сопротивление ниобпевой пленки в нормальном состоянии). Лучшего соответствия ожидать трудно, поскольку количество одновременно возникающих в образце тепловых доменов определяется наличием мякроне-однородностей, которых молсет быть несколько. С увеличением же количества одновременно возникающих доменов время перехода образца в нормальное состояние уменьшается.

Расчет в рамках однородной разогревной модели с А = 101оВт ■ К'4 ■ м-3, как и следовало ожидать, дает форму перехода, несколько отличающуюся от экспериментально наблюдаемой, поскольку модельная ВАХ не отражает всех особенностей реальных характеристик. Однако расчетное время перехода хорошо соответствует эксперименту. Это видно из рис.4.5, где показана зависимость времени перехода образца в квазистацпонарное состояние от величины ступеньки напряжения.

В целом процессы переключения сверхпроводящей пленки ннобня под действием ступеньки напряжения удовлетворительно описываются моделью электронного разогрева. Значение константы А, обеспечивающее наилучшее соответствие расчета и эксперимента, близко к полученному для аналогичных пленок при исследовании воздействия на них миллиметрового излучения значительной интенсивности А = (1,1 — 1,3) • 1О10Вт • К~4 ■ м~3 и соответствует теоретическому значению А = к2к2в/12е2рцЪ = 1,2 • 101ОВт • К~А • м-3, где постоянная Ь = Т2ТгРъ.Е> вычислена с использованием непосредственно измеренной при различных коэффициентах диффузии температурной зависимости времени ге_рл а Т~гБ~1 (Глава 2).

В заключении этой части остановимся на пленках УВаСиО. Предварительные результаты по исследованию переключения напряжением (рис.4.6), дают лишь относительно длинные времена, обусловленные большей толщиной пленок. Качественно здесь наблюдается та же картина, что и для пленок ниобия, однако время переключения связано в данном случае с уходом тепла из пленки в подложку и оказывается порядка болометрического ть = Я-мсЛ ~ 10 не (см. также рис. 3.3). Здесь Дм ~ 10-3сго2 • КВт~1 - тепловое сопротивление на границе пленка-подложка, с ~ 0,9Дж ■ см~3К~~1 - удельная теплоемкость УВаСиО. Получение пикосекундных времен переключения пленок УВаСиО напряжением возможно лишь при уменьшении относительного вклада тепловых процессов или, иными словами, при уменьшении болометрического времени. Этого можно достичь, не только используя более тонкие пленки, но и снижая ширину полоски. Необходимо также отметить, что однородная разогревная модель, по видимому, в меньшей степени, чем для ниобия, пригодна для описания переключения пленок УВаСиО напряжением, в том числе и из-за значительной их неоднородности.

ГЛАВА 5. Приборы на основе эффекта разогрева электронов в сверхпроводниковых пленках

В этой главе мы остановимся на обсуждении обычно используемых при описании приборов характеристик, таких как чувствительность и обнаружительная способность детектора или потери преобразования и шумовая температура смесителя. Приведены характеристики разработанных устройств и примеры их использования.

5.1. Детекторы

В диагностике плазмы, спектроскопии, системах обнаружения и связи, лазерных методах исследования вещества необходимы приемные устройства инфракрасного и субмиллиметрового диапазонов, сочетающие высокую чувствительность и быстродействие. Для достижения предельных характеристик здесь принято использовать в качестве чувствительных элементов полупроводниковые фоторезисторы или болометры. Среди последних наиболее перспективными являются сверхпроводниковые болометры.

Быстродействие и чувствительность болометров взаимосвязаны: рост первой величины сопровождается падением второй, и наоборот. Для каждого конкретного типа болометра инвариантом, не зависящим от условий теплоотвода, служит величина /о = £>*гь~1/'2, где £)* - обнаружительная способность, ть - постоянная времени болометра. Хотя в последнее десятилетие достигнут значительных"! прогресс в разработке быстродействующих болометров, по значениям Го они существенно уступают инерционным. Причиной этого является недостаточная разработанность вопроса о предельных характеристиках быстрых болометров.

Высокая чувствительность к воздействию излучения при электронном разогреве достигается для резистивного состояния сверхпроводника, которое независимо от его природы служит своеобразным термометром для электронной температуры из-за большой температурной крутизны сопротивления. Резистивное состояние при протекании по пленке тока больше критического может быть связано с различными физическими механизмами: центрами проскальзывания фазы при Т ~ Тс, вихрями магнитного потока при Т < Тс, электронно-тепловыми доменами, образующимися при электронном разогреве на неоднородностях пленки. Однако во всех случаях характерные размеры структуры разбиения на

нормальные и сверхпроводящие области в резистивном состоянии в условиях электронного разогрева оказываются порядка электронно-тепловой длины Ьд = \jDTepk — 0.1 1 мкм, где И - коэффициент диффузии, равный для тонких пленок ниобия 0.5 - 2 см2с~х. Поскольку длина полосок в рассматриваемых далее устройствах существенно больше Ь$, то для их описания можно использовать модель пространственно однородного разогрева. Электронная температура в этих условиях может быть определена из уравнения (2.4), записанного для всей пленки:

СеУ^ = -АУ(в* - Г4) +Ш + аР. (5.1)

Здесь V - объем пленки; 1,11 — транспортный ток и напряжение на пленке; Р -мощность падающего на нее излучения. Выбор показателя степени температуры в (5.1) является следствием экспериментально определенной температурной зависимости тер!1. Здесь использована зависимость ~ Т~2, характерная для ниобия.

Воздействие излучения сводится к увеличению электронной температуры Д0, приводящему к росту напряжения на пленке: А11 — 1(<Ш/й9) Д0 (Я = 11/1). Величина ¿К/¿в определяется структурой резистивного состояния и может быть взята из эксперимента. Постоянная времени эффекта разогрева (характерное Время остывания электронной подсистемы)

7 [1 , 13и] /«.

как уже отмечалось, совпадает с точностью до множителя порядка единицы с терн. Здесь 7 - постоянная Зоммерфельда; Бц - вольт-ваттная чувствительность, связанная с температурной крутизной напряжения Кц = <Ш/<1Т следующим образом:

кКу к1(<Ш/М)_

и ЛР 4УАТ* ~~ АУА0Ъ[1- Л(«Ш/<И)/4УА03]"

Отклик пленки на амплитудно-модулированное излучение зависит от частоты модуляции ш, причем в режиме малого сигнала Д[/ = ¿>о-Р~[1 + (агт«)2]-1''2; Р~ - модулируемая часть полной мощности излучения.

В пренебрежении дифракцией величина а для тонкой пленки определяется выражением

.Да /, , „Да к = 4

До

+ , (м>

где Ни = р/Л, Ло = 377 Ом - сопротивление вакуума.

В выражении для предельно обнаружпмой мощности

Ш295АУ 4 квН 8акТ^П VI , ч

первое слагаемое описывает флуктуации в за счет теплообмена электронов с фононами, второе - джонсоновскнй шум, третье - флуктуации получения фона с эффективной температурой (Б - площадь, П - угол зрения прибора), наконец, четвертое - избыточный шум различной природы. В отсутствие фона для хорошего детектора в (5.5) доминирует первый член, а вблизи Тс при малых токах - джонсоновскпй шум. Последнее слагаемое существенно, как правило, на низких частотах.

Электронно-разогревный детектор является предельным случаем обычного болометра, поэтому для сопоставления различных устройств воспользуемся инвариантом /о- Если в (5.5) доминирует первое слагаемое, то

/0 = О V2 = + ™и/а)У1'2, (5.6)

где £>* = - приведенная обнаружительная способность детектора.

Улучшение характеристик детектора соответствует увеличению величины инварианта /о- Как видно, это достигается понюкеннем температуры и уменьшением толщины пленкн, а также выбором материалов с меньшим значением постоянной Зоммерфельда. Величина в квадратных скобках в знаменателе связана с явлением электронно-тепловой неустойчивости при больших значениях Кц. Ее развитие, хотя и ведет к росту Б и, ухудшает параметры детектора в целом и требует более точной стабилизации рабочей температуры.

Рассмотренная модель хорошо описывает разработанные детекторы из ниобия и нитрида ниобия, характеристики которых приведены в таблице 5.1.

Таблица 5.1. Характеристики электронных болометров

Материал Рабочая температура, К Размер при-етной площадки, см Вольт-ваттная чувствительность, В ■ В т-1 Спектральная плотность напряжения шума, В • Гц"1'2

ИЬ ИЬ 1ЧЬ ШЧ УВаСиО 1.6 1.6 1.6 8 0.08 х 0.12 0.015 х 0.015 0.015 х 0.015 0.002 х 0.01 0.05 х 0.1 2- 10* 2- 105 6-Ю4 20 2.5 • Ю-3 2■10"9 6 • ю-9 6-ю-9 о/ ю-10' 5 • Ю-10"

Продолжение

Интенсивность Предельная Обнаружитель- Постоян- Инва-

Мате- фонового чувстви- ная способ- ная вре- риант

риал излучения, тельность ность мени, с см • Дж'1

Вт • см'2 Вт ■ Гц-1/* см • с"1'* ■ Дж"1

Nb - io-lJ 10" 4•10-» 1.6 -1015

Nb 6.7 • 10-в 3 • 10"м 5-10" 5•10-» 7 • 1016

Nb 4.7 • 10-" 10"13 1.5-10й 5•10'9 2-10"

xMbN - 5-Ю-11 10» 30 • 10"12 2 • 10"

YBaCuO - 5•10"г 1.5-10s 2 • 10-" 10"

* Шум ограничен усилителем

К настоящему времени описано довольно много сверхпроводящих болометров. Однако сравнение их характеристик осложняется тем, что для большинства пленочных болометров на твердой подложке постоянная времени авторами не измерялась, а лишь оценивалась. Для этого обычно использовалась теплоемкость пленки и величина теплового сопротивления на границах пленки с подложкой и жидким гелием либо теплоемкость подложки. Такая оценка для быстродействующего болометра может приводить к существенно заниженному значению т\,. На рис.5.1, в координатах D* — т показаны данные тех работ, в которых непосредственно измерялись эти величины (отметим, что представленные значения D* были получены при разных значениях температуры Т = 1 - 4 К, однако это обстоятельство не меняет общую картину). Здесь сплошная линия соответствует значению Jo = 4 • Ю-15 см/Дж, достигнутому лишь для инерционного болометра из А1 при Т = 1.27 К [Clarke J. et al. J.Appl.Rhys. 48, 4865 (1977)], в то время как для быстродействующих болометров эта величина, как правило, на два порядка меньше. Для электронного болометра, обладающего предельным быстродействием, удается реализовать значения 1а, близкие к полученным для инерционных болометров. Сопоставление конструкций электронного и других быстродествующих болометров показывает, что большая чувствительность достигается за счет уменьшения толщины и использования вместо сплошной пленки структуры из узких полосок. При этом, как уже отмечалось, достигается лучший те-плоотвод от пленки, равномерное растекание тока по полоске и, следовательно, рост воль-ваттной чувствительности из-за увеличения коэффициента поглощения и температурной крутизны сопротивления, приводящий к существенному уменьшению относительного вклада джонсоновского и избыточного шума.

Представленные в Таблице 5.1 детекторы были успешно применены для анализа излучения импульсного р — Ge лазера на циклотронном резонансе легких дырок с длиной волны около 100 мкм, а также для исследования формы импульсов излучения газовых Рамановского и COi лазеров в интервале длин волн 100 - 260 мкм.

5.2. Смесители

Проблема создания чувствительных приемных устройств миллиметрового (ММ) и субмиллпметрового (СММ) диапазонов волн в последние годы привлекает внимание всвязи с практическими задачами радиоастрономии, исследования атмосферы, радиолокации и т.д. В соседних областях спектра рекордные характеристики имеют приемники прямого усиления на транзисторах и сквидах (сантиметровый диапазон), а также квантовые фотопрнемники и болометры на основе легированных полупроводников (ИК-диапазон). В ММ- и СММ-диапазонах, напротив, лидируют супергетеродинные приемники излучения. Основное применение здесь нашли четыре типа смесителей: GaAs— диод с барьером Шоттки (ДБШ), смеситель на эффекте Джозефсона, туннельный переход сверхпроводник - изолятор - сверхпроводник (SIS) п полупроводниковый фотоприемник из п — InSb. В ММ-диапазоне первенство удерживают SIS-смесители, однако с ростом частоты их температура шума Тм увеличивается приблизительно пропорционально квадрату частоты iA Джозефсоновские и SIS смесители являются безинерционными резистивными смесителями, их эффективность преобразования определяется нелинейностью вольт-амперной характеристики. Для SIS и джозефсоновских смесителей наличие реактивной компоненты проводимости, связанной с квантовым тун-нелированием, в ряде случаев позволяет получить усиление при преобразовании частоты. Общий недостаток резистивных смесителей - ухудшение чувствительности с ростом частоты и паразитное влияние высших гармоник. В СММ-диапазоне достаточно малой шумовой температурой обладает смеситель на основе п — InSb, однако присущая ему малая полоса промежуточных частот (до 106 Гц) существенно ограничивает область его использования. Кроме того, спектральная чувствительность антимода индия п—типа резко падает в коротковолновой части СММ диапазона.

В целом параметры смесителей в короткой части ММ и в СММ диапазонах, по-впдимому, далеки от предельно возможных, а их совершенствование сопряжено с решением сложных технологических проблем. В

такой ситуации поиск альтернативных механизмов преобразования частоты представляет несомненный интерес. Одним из перспективных направлений является использование для создания смесителей электронного разогрева в резистивном состоянии сверхпроводников, который успешно применялся для создания быстродействующих детекторов. В отличие от резистивных смесителей в этом случае для преобразования частоты используется инерционная нелинейность. Скорость остывания электронов, а значит и полоса смесителя на электронном разогреве, определяются временем электрон-фононного взаимодействия, которое составляет 10~8 — Ю~10 с для низкотемпературных сверхпроводников при гелиевых температурах и ~ Ю-12 с для высокотемпературных при азотных температурах. Поскольку эффект электронного разогрева неселективен в широком спектральном интервале, потери преобразования такого смесителя в принципе не должны зависеть от частоты вплоть до ближнего инфракрасного диапазона.

С радиотехнической точки зрения смеситель на эффекте электронного разогрева осуществляет нелинейное инерционное преобразование частоты. При этом, поскольку энергетическая щель в сверхпроводнике в резистивном состоянии сильно подавлена и число квазичастиц велико, поглощение ММ, СММ и ИК излучения осуществляется почти также, как если бы пленка находилась в нормальном состоянии, и слабо зависит от выбора рабочей точки по постоянному току. Это исключает паразитное преобразование частоты с выхода смесителя на его вход и позволяет характеризовать согласование смесителя с подводящим трактом эффективным коэффициентом поглощения а. Величина а зависит от сопротивления пленки в нормальном состояли, ее геометрии и способа включения в тракт.

Рассмотрим воздействие на тонкую пленку сверхпроводника в резистивном состоянии двух колебаний с частотами 12] и Пусть Ед = ЕдоСОвП^ - электрическое поле гетеродина, Е, = Ез0созП21 ~ электрическое поле источника сигнала. Тогда поглощаемая в пленке мощность

аР ос а(Е3 + Е,)2 = + ^соз+ ^со*2П2М-

+Е,0Е,0со8(2П1 - й2)« + Ед0Елсо8(2П! + П2)«].

Здесь мы считаем, что колебания сигнала и гетеродина одинаково поляризованы. Если, кроме того, 121, Й2 гй-1, то отклик на удвоенной и

суммарном частотах отсутствует, и переменное напряжение на пленке в режиме генератора тока при малом сигнале:

Аи = (РдР3у/2соз(Ш1 + <р)[1 + ш2т2\~У2,

где ш = Л1 — Пз! V ~ фазовый сдвиг, а Рд о: Е2а и Р3 ос Е2а - мощности гетеродина и сигнала сответственно. Мощность на промежуточной частоте, выделяющаяся в нагрузке с импендансом Zs,

Р1Р = ^ (5.7)

где 2 - выходной нмпенданс смесителя, а эффективность преобразования частоты в этом случае

и> т„

Используя (5.3), получим

оРКуРд ReZN 2 2i-i

1- Q А 2Т,6Т/2 I о , , ^U+W .

Переходя к безразмерным переменным CY Р Г2 И

и вводя безразмерную температурную крутизну сверхпроводящего перехода в рабочей точке К = (T/R)(dR/dT), получим

Отметим, что при фиксированном импендансе смесительного элемента из (5.8) следует независимость эффективности преобразования от его объема. Изменение V при выполнении условия a, Z — const приводит лишь к соответствующему изменению мощности гетеродина и джоулевой мощности. Еще одно следствие (5.8): потери преобразования смесителя на эффекте электронного разогрева L = —101дт) могут быть разделены на потери, связанные с электродинамическим рассогласованием по входу L = —1Ыда, физические потери

£»* = -Ю (5.9)

характеризующие эффективность механизма преобразования частоты (ПЧ), и потери за счет рассогласования по ПЧ

Рассмотрим вклад различных механизмов шума в шумовую температуру смесителе Т„. Наряду с шумом Джонсона и флуктуациями мощности излучения гетеродина, смесителю должны быть присущи термодинамические шумы. В то же время 1/У-шум вряд ли будет сказываться на промежуточных частотах, больших 107. Проанализируем шумовую температуру смесителя в режиме оптимального согласования с нагрузкой, шумы которой не будем принимать в расчет.

1. Шум Джонсона. Спектральная плотность шумового напряжения задается формулой Найквиста:

<р1)ы=4квВег.

Соответствующий вклад в приведенную ко входу шумовую температуру в однополосном режиме с учетом (5.8) при -С 1 и На — Ду составляет

32& _ 32£(1 + р+?)9/4г " крдгК2 крдгК$

где

В =

Р 4(1+р+д)'

а Ко - температурная крутизна напряжения при малом токе в отсутствие излучения гетеродина.

2. Термодинамический шум. Этот вид шума связан с флуктуациями электронной температуры, спектральная плотность которых не зависит от частоты ш вплоть до т^1 и составляет {9г)ш = (4квте)/уУ. Учитывая, что соответствующее термодинамическим фяуктуациям шумовое напряжение {Ц^)и = (611/6в)2(в2)и, а также связь между Кц и 611/66, следующую из (5.3), для шумовой температуры, приведенной ко входу и обусловленной термодинамическим шумом, при <С 1 и = Ян получим

3. Дробовой шум. Спектральная плотность напряжения дробового шума, связанного с флктуациями числа носителей тока, дается соотношением {и%)ы = {I%)u(ReZ)2 = 2е1Яг> ((/с2)ш спектральная плотность шумового

31« = т1' = Тс^Ек = [1 - (5.Ю)

тока). Соответствующий вклад в температуру шума составляет

,_10еЩ1+р + д)2

4 кг)Яо

Сравнение выражений для Гмд, Тмт и Гм<; показывает, что использование пленок с более крутым переходом в сверхпроводящее состояние влечет за собой не только уменьшение относительного вклада Тмд в температуру шума, но и ее общее снижение. Отметим также, что при малых К, когда Яв также мало, преобладают температурный и джозефсоновский шумы. В интервале токов, где К и, следовательно, Яр велики (область значительной крутизны ВАХ), напротив, доминирует дробовой шум.

Результаты измерения и расчета эффективности преобразования для смесителя из ниобия сопоставлены на рис.5.2. Видно , что экспериментальные данные в целом хорошо соответствуют расчетным. Это позволяет сделать вывод об адекватности модели электронного разогрева экспериментальной ситуации.

Сопоставим в заключение характеристики известных в настоящее время типов смесителей с полученнными в нашей работе. Рис. 5.3 содержит данные в виде диаграммы Тм—у для наилучших опубликованных значений шумовой температуры в однополосном режиме. На рисунке приведены также характеристики смесителя из ниобия (рис.5.2). Видно, что смесители на эффекте электронного разогрева вполне конкурентноспособны уже в ММ диапазоне волн, а в СММ и дальнем ИК диапазонах, имея ввиду неселективность эффекта разогрева, следует ожидать рекордных характеристик таких устройств.

5.3. Переключатели.

Исследованию процессов переключения сверхпроводниковых пленок между сверхпроводящим и нормальным состояниями посвящено довольно много работ. Особый пнтрес в этом плане представляет достижение предельно малого времени переключения не только из сверхпроводящего в нормальное состояние, но и противоположном направлении, уменьшение энергии, требующейся для переключения, а также снижение рассеиваемой в пленке мощности. Первые ключевые пленочные элементы (кри-отроны) управлялись внешним магнитным полем, создаваемым отдельной катушкой, либо дополнителньной полоской из сверхпроводящей пленки, нанесенной поверх управляемой сверхпроводящей полоски. Времена

переключения этих устройств ограничивались геометрической индуктивностью управляющего электрода и лежали в микросскундном диапазоне. Существенное снижение времени переключения (до десятков наносекунд) было достигнуто при пропускании управляющего импульса тока непосредственно по переключаемой пленке. В этих экспериментах вследствие относительно большей толщины попользованных пленок процесс переключения был преимущественно тепловым, а время его определялось скоростью ухода тепла из пленки в подложку или жидкий гелий. Для реализации предельно быстрого переключения необходимо избавиться от медленных тепловых явлений: процесс переключения должен быть чисто электронным, но даже и в этом случае желательно устранить диффузию неравновесных квазичастиц вдоль пленки, которая может заметно увеличить время переключения.

При гелиевых температурах переключатели с характерным временем переключения ~ 2 пс и очень малым потреблением энергии (~ 10 мкВт на элемент) реализованы на основе эффекта Джозефсона, однако переход к азотным температурам с сохранением параметров в этом случае про--блематичен. Для высокотемпературных сверхпроводников из-за характерных для них малых значений длины когерентности туннельный слой в джозефсоновской структуре должен быть предельно тонким, кроме того, рост тепловых флуктуаций при азотных температурах приведет к увеличению рассеиваемой в элементе мощности как минимум на два порядка. Ключевые элементы, основанные на разогреве электронов, напротив, пе требуют такого усложнения технологии при переходе к азотным температурам и увеличения рабочего тока, могущего привести к росту рассеиваемой мощности.

Приведенные в главе 4 результаты демонстрируют перспективность использования пленочных структур пз узких полосок в качестве быстрых переключателей, управляемых напряжением. Предельное время переключения таких устройств в режиме электронного разогрева в несколько раз меньше, чем характерное время электрон-фононного взаимодействия, и составляет доли наносекунды для ниобия. Для пленок же УВаСиО, терн которых предпололептельно оказывается порядка нескольких ппкосекунд, время переключения может попасть в субпикосекундный диапазон. Оценим возможные предельные парметры ключевого элемента из нно бия, работающего в режиме электронного разогрева, имея в виду использование его как элемента для цифровых логических устройств. В состоянии

с большим сопротивлением в целях достижения минимального энергопотребления ключ должен быть смещен током, равным минимальному току существования нормального домена /г. Пусть ключевой элемент представляет собой мостик размером У/^хЬ = 1x3 мкм, толщиной 100 А сТс = 5 К, работающий при температуре жидкого гелия. Оценки минимальной плотности тока, необходимой для самоподдержання нормального домена, дают и - [4ТСАТ3(1 - Т/Тс)/ри}1/2 ~ 2.5 • 105Л • см"2, где взяты значения А = Ю10Вт • К~4Ом ■ см и рн = 3.7 • 10~5Ом ■ см. Величина параметра 1оНп составит прп этом 3 мВ, а рассеиваемая мощность окажется ~ 10~7 Вт (с учетом задающего ток сопротивления нагрузки). Порог срабатывания при переключении из сверхпроводящего в нормальное состояние может превышать при этом величину /2Я# в ]с[32 Раз> гДе Зс ~ плотность критического тока при данной температуре 6 • 106А • см~2). Таким образом, по всем характеристикам, за исключением быстродействия, ни-обиевый электронный ключ сопоставим с джозефсоновскими элементами цифровой логики.

Оценим теперь ожидаемые параметры ключевого элемента из УВаСиО, основанного на разогреве электронов. Пусть это будет мостик с той же топологией и той же толщины, что и ниобиевый, работающий при токе порядка критического ~ 6 • 10® А • см"2) и температуре 77 К. Принимая типичное удельное сопротивление в нормальном состоянии рц ~ 10~4Ои ■ см, получим рассеиваемую мощность Ьё, ~ 6 • 10_6 Вт и

1сВ,н ~ 30 мВ. Поскольку ожидаемое время срабатывания теперь меньше 1 пс, прогнозируемые характеристики такого ключевого элемента оказываются несколько лучше, чем оценки для элемента джозефооновского типа, дающие рассеиваемую мощность на элемент около 2-Ю-4 Вт и время срабатывания 1 - 10 пс.

Перечислим ряд преимуществ, предоставляемых структурой пз узких полосок в сравнении с переключателями из широкой пленки. Во-первых, такая структура может коммутировать большие токи, так как в сверхпроводящем состоянии плотность критического тока существенно растет прп уменьшении ширины из-за роста барьера для вхождения вихрей в пленку; при Ш < 8± (61 - глубина проникновения перпендикулярного магнитного поля в пленку) плотность тока может достигать предельно больших значений - плотности тока распаривания Гинзбурга-Ландау. В нормальном состоянии также возможны гораздо большие токи вследствие роста теплоотвода от такой структуры по сранению со сплошной плен-

кой. Во-вторых, при преключении напряжением такая топология позволяет варьировать в широких пределах результирующий ток, используя различные схемы соединения поло'сок. Кроме того, это дает возможность в широких пределах регулировать сопротивление ключевого элемента в нормальном состоянии: структура типа "меандр" даже на площади Ю-4см2 может иметь Иц > 106 Ом, система параллельных полосок в полосковой линии, например, Дд- — 50 Ом. Промежуточные сопротивления могут быть получены при использовании различных способов последовательно-параллельных включений.

Завершая главу отметим, что явление разогрева электронов в тонких пленках сверхпроводников весьма перспективно для создания целого ряда устройств. Все они отличаются предельным быстродействием (полосой промежуточных частот) для смесителя и, одновременно, высокой чувствительностью (малой управляемой мощностью для ключевых элементов) по сравнению с аналогами, использующими в той или иной степени болометрический эффект.

Заключение

Проведенные комплексные исследования неравновесного состояния тонких пленок низкотемпературных и высокотемпературных сверхпроводников, возникающего при воздействии на пленку электромагнитного излучения и тока, позволили определить условия, при которых неравновесное состояние пленки может быть описано в рамках предложенной модели разогрева электронов. Установлена иерархия характерных времен релаксации отклика пленки сверхпроводника в резистивном состоянии на электромагнитное излучение и определены микроскопические механизмы, формирующие отклик. На основе модели явления разогрева электронов разработана теория функционирования электронно-разогревного детектора и смесителя, адекватно описывающая реальные устройства. Все это позволило реализовать серию приборов нового класса, обладающих предельными характеристиками, и применить их для научных исследований в смежных областях физики.

Ойраиц

Рие. и. Блок-схема спектрометра рглаксометра Л. -/» — лампы обратной волны, ИП — т\сточпик ппта-""" ЯЛг — дсллтсльпыс лластпиы в трак-

те. Г Т — генератор тока. КСД - смесительный детектор, У, у, — предварительные иаяошумящис усилители, СМ,, СМ* — смеоптел», / — гетерочии АС — анализатор спектра, ЧФАПЧ - система чясто'тло-фа-аоиои автоподстройки частоты. В — вольтметр. И — интерфейс.

г ч б ю го

г, к

Рис.2.1. Температурные зависимости времен т (О, А, С, И) и г^ (в, А) для двух

образцов ниобия. Сплошные линии - ¡зависимости т ос Г"2, пунктирные -тос

т-к

¡о юо гао то юоо

Рис.2.2. Время отклика в зависимости от толщины пленок при двух температурах 1.6 К и 4.2 К.

/.4 1.1 Л, см'-С'

Рис.2.3. Время отклика для образцов с различными коэффициентами диффузии.

1 00 гггттттт-гт

ч.-.....,.^

время (не)

Рис.2.4. Отклик пленки № на импульсное излучение ближнего ИК диапазона. Сплошные пинии - расчет в модели разогрева электронов.

ОД 10 1(Г ДЛИНА ВОДНЫ (МКМ)

Рис.2.5. Спектральная характеристика отклика пленки ниобия.

3

о <

о

(Л

; 1 а А1203

; V Ь NdGа0з d=80nm

= -уехрС-^Ть)

*ч Г1/2 А. ,

1 1-—

0 20 40 60 80 100 Т1МЕ(ПБ)

Рис.3.1. Отклик пленок УВаСиО на импульсы оптического излучения.

25

со с

■20

ш15

>-10 <

о ш

^ 5

▲ [_аАЮз(Недтапп а1.)

• МдО^оЬпзоп е1 01.)

ш Мд0(Сагг е! а1.)

0 А1203

д 1_аАЮ3

О NdGa0з

□ МдО

АГ

^ о

^ ^ -

_|_1_

50 100 150 "П-ПСКЫЕЗБ (пт)

Рис.3.2. Время болометрического отклика пленок УВаСиО на различных подложках в зависимости от толщины пленки.

■

BEATING FREQUENCY f (MHz)

Рис.3.3. Зависимость отклика пленки УВаСиО от частоты в ММ диапазоне при температуре Т = 79 К.

10' р^—

г у/

г ю *

а' ч и

I. НКЛ

Рис.3.4. Отклик микромостика размером 2 х 5мхм2 на миллиметровое излучение при двух уровнях мощности Р\ > Рг

Рис.3.5. Осцилляции отклика микромостика в магнитном поле.

I. мЛ

Рис.3.6. Зависимость отклика пленки УВаСиО от тока смещения па излучение с различной длиной волны в отсутствие магнитного поля (сплошные линии) и при В = 3 Тл (пунктир); Л (мм): 1 - 2,2; 2 - 1,5; 3 - 1,1; 4 - 0,6 и 8 • КГ".

Рис.3.7. Время неравновесного отклика пленки УВаСиО в

зависимости от температуры по результатам непосредственных (Д) и стационарных (□,•) измерений.

<

г о

м (Л

Рис.3.8. Импульсный отклик пленки УВаСиО толщиной 700 А. Пунктирная линия показывает экспоненциальную релаксацию.

ZD <

cr

Ш \

S 2

Ш

с

xi t->

72 74 76 78 80 TEMPERATURE(K)

Рис.3.9. Температурные зависимости величин неравновесного (А) и

болометричекого (О) компонентов отклика, болометрического времени (*). Сплошная линия - сопротивление образца.

100

^50 £

2 20

" 10 >

I 5

t

1/1

1

0.4

-

-

§

1 1 , 1 1 1

10 40 10 40 100 WAVELENGTH X(цт)

Л00

Рис.3.10. Спектральная характеристика неравновесного отклика.

Рис.4.1. Модельная ВАХ сверхпроводниковой пленки в режиме заданного напряжения.

Рис.4.2. Экспериментальные ВАХ при нескольких температурах;

Т/Тс" 1 - 0.68; 2 - 0.78; 3 - 0.86; 4 - 0.89. * - расчет;при Т/Тс= 0.78.

Рис.4.3. Переходные характеристики при различных величинах переключающего перепада напряжения: Е/1е(Т)Ян: 1 - 6.8; 2 - 3.4; 3 - 2.2; 4 - 1.7; 5 - 1.2.

Рис.4.4. Импульсные (0,С1) и статическая (сплошная пиния) вольт-амперные характеристики. Пунктир - изотермическая В АХ.

Рис.4.5. Время переключения в зависимости от перепада напряжения. Сплошная линия - расчет.

Рис.4.6. Переходные характеристики пленки УВаСиО толщиной 200 нм при двух значениях переключающего напряжения.

10 ,5

Г1Р

10

10 12 10 п 10 10

10'" 10*° 10

Реэропзе ■ {¡те (б)

Рис.5.1. Характеристики сверхпроводниковых детекторов. Данные настоящей работы: Д - АЬ, у - ИЬМ, П,0 - ИЬ, рамка - оценки для УВаСиО.

Рис.5.2. Сопоставление расчетных (сплошные линии) и опытных (■, Ж) данных для смесителя ио ниобия.

10

<v

ZJ

о ^

0) CL

E

<D

10 Jr

10 2 ЕГ

j ) i i i i i j

1—I—I II I

a

a 3 а

о

+

P

□

Д

10 2

Frequency (GHz)

Рис.5.3. Двухполосная шумовая температура различных смесителей: SIS (+); n-InSb (Л); ДБШ при 20 К (О); СКВИД (v); контакты Джооефсона (□); ДБШ при 300 К (Я). Расчет для раоогревного смесителя ио Nb ( ►•) и YBaCuO (рамка).

*

СПИСОК ПЕЧАТНЫХ РАБОТ

1 . Е.М.Гершензон, Г.Н.Гольцман, А.Д.Семенов Субмиллиметровая ЛОВ-спектроскошя сверхпроводников. Труды III Всесоюзного симпозиума по миллиметровым и субмиллиметровым волнам, Горький, 1980, часть I, стр.233-234.

2. Е.М.Гершензон, М.Е.Гершензон, Г.Н.Гольцман, А.Д.Семенов, А.В.Сергеев Разогрев квазичастиц в сверхпроводящей пленке находящейся в резистивном состоянии, Письма в ЖЭТФ, 1981, 34, 5, стр.281-285.

3. Е.М.Гершензон, М.Е.Гершензон, Г.Н.Гольцман, А.Д.Семенов, А.В.Сергеев Воздействие электромагнитного излучения на сверхпроводящую пленку ниобия в резистивном состоянии, Тезисы XXII Всесоюзного совещания по физике низких температур, Кишинев, 1982, часть 3, стр.79-80.

4. Е.М.Гершензон, Г.Н.Гольцман, А.Д.Семенов Субмиллиметровый спектрометр с лампами обратной волны для измерения пропускания сверхпроводящих пленок, ПТЭ, 1983, N 5, стр.134-137.

5. Е.М.Гершензон, М.Е.Гершензон, Г.Н.Гольцман, А.Д.Семенов, А.В.Сергеев Неселективное воздействие электромагнитного излучения на сверхпроводящую пленку в резистивном состоянии, Письма в ЖЭТФ, 1982, 36, N 7, стр.241-244.

6. Г.Н.Гольцман, А.Д.Семенов, Исследование энергетической щели и времени релаксации энергии квазичастиц в сверхпроводящих пленках на субмиллиметровых волнах. Тезисы международной конференции стран членов СЭВ по физике низких температур, НРБ, Варна, 1983, стр.115-117.

7. Г.Н.Гольцман, А.Д.Семенов, А.В.Сергеев Об ограничении быстродействия сверхпроводящего болометра, Тезисы IV Всесоюзного семинара по тепловым приемникам излучения, Ленинград, 1984, стр.23-24.

8. Е.М.Гершензон, М.Е.Гершензон, Г.Н.Гольцман, А.Д.Семенов, А.В.Сергеев Разогрев электронов в резистивном состоянии сверхпроводника под действием электромагнитного излучения, ЖЭТФ, 1984, 86, N 2, стр.758-773.

9. E.M.Gershenzon, M.E.Gershenzon, G.N.Gol'tsman, A.D.Semenov, A.V.Sergeev Heating of electrons In superconductor In the resistive state due to electromagnetic radiation, Solid State Commun.,1984, 50, No. 3, 207-212.

Ю.Е.М.Гершензон, М.Е.Гершензон, Г.Н.Гольцман, А.М.Лголькш, А.Д.Семенов, А.В.Сергеев Процессы энергетической релаксации в тонких пленках lib, Тезисы докладов XXIV Всесоюзного совещания по физике низких температур, Тбилиси, 1986, часть I, стр.138-139.

11.Е.М.Гершензон, Г.Н.Гольцман, Б.С.Карасик, А.Д.Семенов, Измерение энеогетической щели в соединении YBa2Cu30?_(5 по спектру Ж поглощения. В сб. "Проблемы высокотемпературной сверхпроводимости", АН СССР Уральское отделение, Свердловск, 1987, часть II, стр.7-8.

12.Е.М.Гершензон, М.Е.Гершензон, Г.Н.Гольцман, Б.С.Карасик, А.Д.Семенов, А.В.Сергеев Разогрев электронов излучением и время время неупругого электрон-фононного рассеяния в соединении YBaCuO. В сб. "Проблемы высокотемпературной сверхпроводимости", АН СССР Уральское отделение, Свердловск, 1987, часть II, стр.50-51.

13.Е.М.Гершензон, Г.Н.Гольцман, Б.С.Карасик, А.Д.Семенов, Измерение энергетической щели в соединении YBa2Cu307_(5 по спектру ИК поглощения. Письма в ЖЭТФ, 1987, 46, вып.5, стр.185-188.

14.Е.М.Гериензон, М.Е.Гершензон, Г.Н.Гольцман, Б.С.Карасик, А.Д.Семенов, А.В.Сергеев Разогрев электронов излучением и время время неупругого электрон-фононного рассеяния в соединении YBaCuO. Письма в ЗКЭТФ, 1987 , 46, вып. 6, стр.226-228.

15.Е.М.Гершензон, Г.Н.Гольцман, Б.С.Карасик, А.Д.Семенов О предельном быстродействии высокотемпературного сверхпроводящего болометра из YBaCuO, В сб. "Тепловые приемники излучения", ГОИ, Ленинград, 1988, стр.7-8.

16.Е.М.Гершензон, М.Е.Гершензон, Г.Н.Гольцман, А.М.Люлькин, А.Д.Семенов Электрон-фэнонное взаимодействие в тонких пленках ниобия. Тезисы докладов XXV Всесоюзного совещания по физике низких температур, Ленинград, 1988, часть!!, стр.138-139.

17.Е.М.Гершензон, М.Е.Гершензон, Г.Н.Гольцман, Б.С.Карасик, А.М.Люлькин, А.Д.Семенов Быстродействующий сверхпроводящий электронный болометр. Письма в ЖТФ, 1989, 15, вып.З, сгр.88-92.

18.Е.М.Гершензон, М.Е.Гершензон, Г.Н.Гольцман, А.М.Люлькин, А.Д.Семенов, А.В.Сергеев О предельных характеристиках быстродействующих сверхпроводниковых болометров. ЖТФ, 1989, 59, вып..2, стр.Ш-120.

19.E.M.Gershenzon, M.E.Gershenzon, G.N.Gol'tsman, A.D.Semenov, A.V.Sergeev Ultra-fast Electron Bolometers Using Hb and YBa2Cu30Y_5 Thing Films. Abstracts ol International Superconductivity Electronics Conference (ISEC'89), Edited by the Japan Society of Applied Physics, Osaka, 1989, pp.214-217.

20.Е.М.Гершензон, Г.Н.Гольцман, О.А.Радченко, А.Д.Семенов, А.В.Сергеев Механизмы детектирования излучения в тонких гранулированных пленках УВа2Си307_6. Тезисы докладов II Всесоюзной конференции по ВТСП, Киев, 1989, часть I, стр.237-238.

21 .Э.Е.Аксаев, Е.М.Гершензон, Г.Н.Гольцман, А.Д.Семенов, А.В.Сергеев Пикосекундный отклик пленок YBa2Cu307_(5 на излучение миллиметрового диапазона волн, Тезисы докладов II Всесоюзной конференции по ВТСП, Киев, 1989, часть I, стр.239-240.

22.Э.Е.Аксаев, Е.М.Гершензон, М.Е.Гершензон, Г.Н.Гольцман, А.Д.Семенов, А.В.Сергеев Перспективы применения

высокотемпературных сверхпроводников для создания электронных болометров, Письма в ЖТФ, 1989, 15, вып.14, стр.88-93.

23.Э.Е.Аксаев, Е.М.Гершензон, Г.Н.Гольцман, А.Д.Семенов, А.В.Сергеев Взаимодействие электронов с тепловыми фононами при низких температурах в пленках YBa2Cu307_(5 , Письма в ЖЭТФ, 1989, 50, вып.5, стр.254-257.

24.Е.М.Гершензон, М.Е.Гершензон, Г.Н.Гольцман, А.М.Люлькин, А.Д.Семенов, А.В.Сергеев Электрон-фононное взаимодействие в ультратонких пленках Nb, ЖЭТФ, 1990, 96, вып.З, стр.901-911.

25.E.M.Gershenzon, G.N.Gol'tsman, A.D.Semenov, A.V.Sergeev Picosecond response of YBaCuO films to electromagnetic radiation. In "Progress In High Temperature Superconductiviy", World Scientific Publishing Co, 1990, 24, pp.457-462.

26.E.M.Gershenzon, G.N.Gol'tsraan, A.D.Semenov, A.V.Sergeev Detection of radiation due to Josephson eilect and electron heating In thin granular films of YBa2Cu307_(J. In "Progress in High Temperature Superconductiviy", World Scientific Publishing Co, 1990, 24, pp.463-468.

27.Э.Е.Аксаев, Е.М.Гершензон, Г.Н.Гольцман, О.А.Радченко, А.д.Семенов, А.В.Сергеев Механизмы детектирования

электромагнитного излучения в пленках УБа2Си307_^, СФХТ, 1990, 3, N 8(2), стр.1928-1942.

28.Е.М.Гершензон, Г.Н.Гольцман, Ю.П.Гусев, А.Д.Семенов, Детекторы и смесители миллиметровых и субмиллиметровых волн на основе разогрева электронов в резистивном состоянии сверхпроводника. Тезисы докладов Всесоюзной научно-технической конференции "Твердотельная электроника СВЧ", Киев, КПИ, 1990, стр.100-101.

29.Е.М.Гершензон, Г.Н.Гольцман, И.Г.Гогидзе, Ю.П.Гусев, А.И.Елантьев, Б.С.Карасик, А.Д.Семенов Смеситель миллиметрового и субмиллиметрового диапазонов волн на основе разогрева электронов в резистивном состоянии сверхпроводниковых пленок, СФХТ, 1990, 3, N10 (часть I), стр.2143-2160.

30.E.M.Gershenzon, G.N.Gol'tsraan, A.D.Semenov, A.V.Sergeev Mechanism of picosecond response of granular YBaCuO films to electromagnetic radiation. Solid State Commun., 1990, 76, No.4, pp.493-497.

31.Э.Е.Аксаев, Е.М.Гершензон, Г.Н.Гольцман, Г.И.Мирский, А.Д.Семенов Субмиллиметровый спектрометр-релаксометр на лампах обратной волны с пикосекундным временным разрешением, ПТЭ, 1991, N 2, стр.125-131.

32.A.D.Semenov Heating of electrons In the resistive state of the superconducting Nb and YBaCuO films and its application to receiving and commutatlng devices, Proceedings of the Third German-Soviet Bilateral Seminar on High-temperature Superconductivity, Karlsruhe, 1990, pp.510-515.

33.E.M.Gershenzon, G.N.Gol'tsman, A.D.Semenov, and A.V.Sergeev Mechanism of picosecond response of granular YBaCuO films to electromagnetic radiation, IEEE Trans, on Mag., 1991, 27, No.2, pp.1321-1324.

34.E.M.Gershenzon, M.E.Gershenzon, G.N.Gol'tsman, A.D.Semenov, and A.V.Sergeev Wide-band high speed Nb and YBaCuO detectors, IEEE Trans, on Mag., 1991, 27, Ho.2, pp. 2836 - 2839.

35.E.M.Gershenzon, G.N.Gol'tsman, Yu.P.Gousev, A.I.Elant'ev, and A.D.Semenov, Electromagnetic radiation mixer based on electron heating in resistive state of superconductive Nb and YBaCuO films, IEEE Trans, on Mag., 1991, 27, No.2, pp.1317-132039.

36.G.N.G01'tsman, A.D.Semenov, Yu.P.Gousev, M.A.Zorin, I.G.Goghidze, and E.M.Gershenzon, P.T.Lang, W.J.Knott, and K.F.Renk, Sensitive picosecond NbN detector for radiation from millimeter wavelengths to visible light. Extended Abstracts of III Int. Supercond. Electronic Conference, Glasgow, 1991, pp.524-527.

37.E.M.Gershenzon, G.N.Gol'tsman, Yu.P.Gousev, I.G.Goghidze, M.A.Zorin, A.D.Semenov, A.V.Sergeev Ultrafast mechanism of radiation detection in Nb, NbN and YBaCuO films. Extended Abstracts of III Int. Supercond. Electronic Conference, Glasgow, 1991, pp.208-211.

38.E.M.Gershenzon, G.N.Gol'tsman, I.G.Goghidze, A.D.Semenov, A.V.Sergeev Processes of electron-phonon Interaction in thin YBaCuO films. Extended Abstracts' of M2S-HTSC III Conference, Kanazawa, Japan, 1991, pp.186-187.

39.Е.М.Гершензон, Г.Н.Гольцман, А.Д.Семенов, H.А.Серебрякова, Е.В.Чинкова Быстродействующие сверхпроводниковые приемники излучения, Тезисы Всесоюзного совещания по высокотемпературной сверхпроводимости, Харьков, 1991, стр.27-28.

40.Е.М.Гершензон, Г.Н.Гольцман, Ю.П.Гусев, А.И.Елантьев, А.Д.Семенов, ВТСП смесители на основе разогрева электронов, Тезисы 1-го Укранского симпозиума "Физика и техника ММ и СуОММ радиоволн", Харьков, 1991, стр.109-110.

41.Б.М.Воронов, Е.М.Гершензон, Г.Н.Гольцман, И.Г.Гогидзе, Ю.П.Гусев, М.А.Зорин, Л.А.Сейдман, А.Д.Семенов Детектор пикосекундного диапазона на основе сверхпроводящей пленки NbN чувствительный к излучению в спектральной области от миллиметровых волн до видимого света, СФХТ, 1992, 5, стр.955-960.

42.Е.М.Гершензон, И.Г.Гогидзе, Г.Н.Гольцман, А.Д.Семенов, А.В.Сергеев Пикосекундный отклик на излучение оптического диапазона в тонких пленках YBaCuO, Письма в ЖТФ, 1991 том 17, вш.22, стр.6-ГО.

43.Р.Т.Lang, W.J.Knott, I.Lelpold, K.F.Renk, A.D.Semenov, and G.N.Gol'tsman Generation and detection ol tunable ultrashort Infrared and Гаг-Infrared radiation pulses of high intensity, International Journal of Infrared and Millimeter Waves, vol.12, No. 10, 1991, pp.1135 - 1150.

44.P.T.Lang, I.Leipold, W.J.Knott, A.D.Semenov, G.N.Gol'tsman, and K.F.Renk New far-Infrared laser lines from CH3C1 and CH3Br optically pumped with a continuously tunable high pressure C02 laser, Applied Physics B, vol.53, 1991, pp.207 -212.

45.E.M.Gershenzon, G.N.Gol'tsman, I.G.Goghldze, A.D.Semenov, A.Y.Sergeev Processes of electron-phonon lnteraactlon in thin YBaCuO films, Physlca C, 185-189, 1991, pp.1371 - 1372.

46.A.V.Bespalov, G.N.Gol'tsman, A.D.Semenov, and K.F.Renk Determination of the far-infrared emission characteristic of a

- cyclotron p-germanium laser by use of a superconducting Nb detector, Solid State communications, vol.80, No.7, 1991, pp.503 - 506.

47.A.D.Semenov, P.T.Lang, K.F.Renk, and I.G.Goghldze Fast far-infrared to visible light response of a YBa2Cu307_(5 film measured with subnanosecond radiation pulses, Solid State Communications, vol.80, No.7,pp.507 - 510.

48.G.N.Gol'tsman, A.D.Semenov, Y.P.Gousev, M.A.Zorln, I.G.Goghldze, E.M.Gershenzon, P.T.Lang, W.J.Knott, and K.F.Renk: Sensitive picosecond NbN detector for radiation from millimeter wavelengths to visible light, Superconductors: Science and Technology, vol.4, 1991, pp.453 - 456.

49.A.D.Semenov, G.N.Gol'tsman, I.G.Gogidze, A.V.Sergeev.and E.M.Gershenzon; P.T.Lang and K.F.Renk Subnanosecond photoresponse bi a YBaCuO' thin film to infrared and visible radiation by quaslpartlcle Induced suppression of superconductivity, Applied Physics Letters, 1992, v.60(7), pp.903-905

50.Р.Т.Lang, W.Schatz, T.Kass, A.D.Semenov, and K.F.Renk Far-Infrared emission from an optically pumped overtone Raman CH3I laser, Optics betters, 1992, v.17, No.7, pp.502 - 504.

51.Е.М.Гершензон, Г.Н.Гольцман, А.Л.Дзарданов, А.И.Елантьев, М.А.Зорин, А.Г.Маркин, А.Д.Семенов S-N переключение сверхпроводниковых пленок Hb и YBaCuO: предельные времена и перспективы создания быстрых ключевых элементов, СФХТ, 1992, Т.5, N 12, стр.2386-2403.

52.R.S.Nebosls, M.A.Heus Inger, A.D.Semenov, P.T.Lang, W.Schatz, R.Stelnke, K.F.RenK, G.N.Gol'tsman, B.S.Karaslk, and E.M.Gershenzon Ultrafast photoresponse of an YBaCuO film to far-Infrared radiation pulses, Optics Letters, 1993, v.18, N 2, pp.96-97.

53.R.S.Nebosis, R.Steinte, P.T.Lang, W.Schatz, M.A.HeusInger, К.F.Renk, G.N.Gol'tsman, B.S.Karaslk, A.D.Semenov, and E.M.Gershenzon Picosecond YBaCuO detector for far-infrared radiation, Journal of Applied Physics, 1992, v.72, n 11, pp.5496-5499.

54.A.D.Semenov, I.G.Goghidze, G.N.Gol'tsman, B.S.Karaslk, E.M.Gershenzon, R.S.Nehosls, M.A.Heus Inger, ' P.T.Lang, W.Schatz, and K.P.Renk Feasibility of structured YBaCuO thin films as fast pulse detectors from far-Infrared to visible radiation, Proceedings of the fifth German-CIS Bilateral Seminar on High-temperature Superconductivity, Kloster Banz, October 5-9, 1992, pp.147-148.

55.Е.М.Гершензон, М.Е.Гершензон, Г.Н.Гольцман, А.Д.Семенов Авторское свидетельство N 1032959, 1983 г.

Подписано в печать 25.05.1993г.

Формат 60x84 1/16. Объем 4,65 усл.п.л. Тираж Ю0 экз. Ротапринт ИРЭ РАН. 3ак.113.