陳奇 戴越 李飛燕 張彪 李昊辰 譚靜柔 汪瀟涵 何廣龍 費(fèi)越 王昊 張蠟寶 康琳 陳健 吳培亨

(南京大學(xué)電子科學(xué)與工程學(xué)院,超導(dǎo)電子學(xué)研究所,南京 210023)

高性能的中長波單光子探測器在紅外天文和軍事國防領(lǐng)域具有重要的研究價(jià)值,也是單光子探測技術(shù)領(lǐng)域的研究難點(diǎn).超導(dǎo)納米線單光子探測器在近紅外波段已經(jīng)展示出優(yōu)異的性能,但如何進(jìn)一步提高器件的探測截止波長λc 是一個(gè)受到廣泛關(guān)注的話題.本文探討了一種通過超導(dǎo)無序調(diào)控輔助提高λc 的方法,設(shè)計(jì)并制備出工作波段為5—10 μm 的超導(dǎo)單光子探測器.理論分析表明,增大衡量無序強(qiáng)度的主要評價(jià)因子即薄膜方塊電阻Rs,將有利于增大λc,如當(dāng)納米線寬保持在30 nm 且Rs >380 Ω/square 時(shí),可使得λc >10 μm.實(shí)驗(yàn)測得Rs 約為320 Ω/square 的Mo0.8Si0.2 紅外器件在6 μm 波長上可以獲得完全飽和的量子效率.此外,當(dāng)器件工作在0.9ISW (ISW 為納米線超導(dǎo)轉(zhuǎn)變電流)的偏置電流下時(shí),在10.2 μm 波長上的量子效率達(dá)到53%.

1 引言

作為諸多現(xiàn)代化高科技裝備的眼睛,先進(jìn)紅外探測器受到了越來越廣泛的關(guān)注.在極限靈敏探測領(lǐng)域,超導(dǎo)納米線單光子探測器(superconducting nanowire single-photon detector,SNSPD)已在近紅外波段展現(xiàn)了極好的工作性能,如系統(tǒng)探測效率大于98%[1,2]以及時(shí)間分辨率小于3 ps[3]等.理論研究表明,SNSPD 的工作波長可進(jìn)一步覆蓋中長波紅外光譜,實(shí)現(xiàn)高性能中長波紅外SNSPD 的研制對許多前沿科學(xué)技術(shù)領(lǐng)域具有重要的應(yīng)用價(jià)值:噴氣推進(jìn)實(shí)驗(yàn)室(JPL)與國家標(biāo)準(zhǔn)與技術(shù)研究所(NIST)研究表明采用高性能的中紅外SNSPD 可有效提高未來“起源號”太空望遠(yuǎn)鏡上裝載的系外行星傳輸光譜儀的工作穩(wěn)定性[4];Chen 等[5]基于高時(shí)間精度和高光譜分辨率SNSPD 的中紅外光譜儀系統(tǒng)揭示了分子科學(xué)領(lǐng)域的新規(guī)律;美國國防高級研究計(jì)劃局(DARPA)在其“Invisible Headlights”項(xiàng)目中已聯(lián)合麻省理工學(xué)院將打造一款基于中長波紅外SNSPD 的全新無源3D 視覺傳感器,來提高其軍事裝備的隱蔽性[6].然而,隨著探測波長的增大,常規(guī)SNSPD 的量子效率ηi呈指數(shù)形式下降[7],如何有效提高SNSPD 在中長波紅外波段上的ηi,成為了其發(fā)展方向上的一個(gè)關(guān)鍵性難點(diǎn).

探測截止波長λc是表征SNSPD 量子效率ηi能夠達(dá)到飽和的最長波長[8].當(dāng)前研究表明,納米線的超導(dǎo)能隙Δ和截面尺寸是影響SNSPD 探測截止波長λc的兩大因素.一方面,減小Δ可以使相同能量的單光子在超導(dǎo)納米線上破壞更多的庫珀對.目前用于研制中紅外SNSPD 的低能隙超導(dǎo)材料主要有WSi[9]和MoSi[10].另一方面,根據(jù)二流體模型,減小納米線寬w可以使納米線截面區(qū)域庫珀對的總量減小,從而導(dǎo)致光吸收區(qū)域的超導(dǎo)序參量被大幅度抑制.前期研究中,我們將Mo0.8Si0.2超導(dǎo)納米線的寬度減小到30 nm,在1.55—5.07 μm寬譜上獲得了近乎飽和的量子效率[10].

在以上兩種技術(shù)途徑之外,本文研究發(fā)現(xiàn)超導(dǎo)薄膜的無序特性也是影響SNSPD 探測截止波長λc的一大因素.超導(dǎo)體的無序特性實(shí)際上描述了庫珀對的局域化行為[11].一方面,當(dāng)產(chǎn)生強(qiáng)無序現(xiàn)象時(shí),庫珀對之間的長程相干特性被破壞,使超導(dǎo)序參量離散化,超導(dǎo)體內(nèi)部將變成一個(gè)個(gè)孤立的超導(dǎo)島,最終導(dǎo)致超導(dǎo)-絕緣相變的發(fā)生[12,13].但另一方面,當(dāng)無序的強(qiáng)度保持在一定程度內(nèi)時(shí),孤立的超導(dǎo)島并不會產(chǎn)生,因此不會引起超導(dǎo)-絕緣相變.在此范圍內(nèi),隨著無序的增強(qiáng),庫珀對之間的庫侖斥力增大,相互吸引力減小,使得破壞庫珀對形成準(zhǔn)粒子所需要的能量減小.此外,無序增強(qiáng)也會使得超導(dǎo)體的常溫電阻率(或方塊電阻Rs)增大.由Einstein-Smoluchowski 關(guān)系可知,超導(dǎo)體費(fèi)米面上的電子態(tài)密度減小,最終導(dǎo)致相應(yīng)的庫珀對密度降低[14].從超導(dǎo)單光子探測的角度來看,超導(dǎo)薄膜無序特性的增強(qiáng)將導(dǎo)致光子激發(fā)產(chǎn)生的準(zhǔn)粒子云的有效溫度更高,從而增大誘導(dǎo)納米線發(fā)生超導(dǎo)相變的概率.

由此,在新的技術(shù)途徑中,可以考慮通過對超導(dǎo)薄膜無序特性的有效調(diào)控來達(dá)到增大SNSPD探測截止波長λc和量子效率ηi的目的.超導(dǎo)薄膜的方塊電阻Rs是衡量其無序強(qiáng)度的一個(gè)主要評價(jià)因子,一般認(rèn)為無序越強(qiáng)則Rs越大[15].因此,本文分析了在具有不同結(jié)構(gòu)尺寸的SNSPD 中,Rs的大小對λc的影響.理論分析表明,在不同的線寬條件下,Rs增大將同步增大λc,這一理論預(yù)測在實(shí)驗(yàn)中也得到了論證.本文通過增大Mo0.8Si0.2薄膜的Rs進(jìn)一步將相應(yīng)SNSPD 的λc從低于5 μm 提高到了6 μm,同時(shí)在10.2 μm 波長上測得量子效率ηi達(dá)到53%.

2 理論分析

盡管SNSPD 的光探測微觀機(jī)制仍缺乏完善的理論解釋,但研究表明整個(gè)光響應(yīng)過程常伴隨著準(zhǔn)粒子的倍增和擴(kuò)散運(yùn)動.因此,本文在理論分析中主要考慮準(zhǔn)粒子的影響,基于唯象準(zhǔn)粒子擴(kuò)散模型可以得到SNSPD 的探測截止波長λc的計(jì)算表達(dá)式[16]

其中,K為光子在納米線上的能量利用率(即用以有效破壞庫珀對并激發(fā)產(chǎn)生準(zhǔn)粒子的能量占總光子能量的比例),h為普朗克常數(shù),c為真空中的光速,e為單位電荷量,Rs為超導(dǎo)薄膜的方塊電阻,Δ為納米線的超導(dǎo)能隙,w為納米線的寬度,D為超導(dǎo)薄膜的電子擴(kuò)散系數(shù),τth為電子熱化時(shí)間,IB為探測器的偏置電流,Idep為探測器的破對電流(IB理論上可以達(dá)到的最大值).為充分說明無序?qū)Ζ薱的影響,本文將建立不同結(jié)構(gòu)尺寸下λc與Rs的定量數(shù)學(xué)關(guān)系:λc=f(Rs,w).

在(1)式中,由于超導(dǎo)能隙Δ同樣受到Rs與w的影響,因此在表征λc,Rs以及w三者間關(guān)系之前,需要解析三者之間的聯(lián)系.首先,有研究表明Δ與探測器工作溫度T以及納米線超導(dǎo)相變溫度Tc之間存在以下關(guān)系[17]:

根據(jù)BCS 理論有Δ(0)=1.764kBTc,kB為玻爾茲曼常數(shù),t為歸一化溫度因子,有t=T/Tc.這里假設(shè)探測器工作在0.3 K 的溫度下,即T=0.3 K.通過分析無序與薄膜超導(dǎo)電性的關(guān)系,Ivry 等[18]得到了薄膜的超導(dǎo)相變溫度Tc0、薄膜厚度d以及薄膜方塊電阻Rs之間的數(shù)學(xué)關(guān)系:

式中,A和B均為常數(shù)擬合因子.以Mo0.8Si0.2超導(dǎo)薄膜為例,根據(jù)Li 等[19]的研究結(jié)果可得A和B擬合因子分別為63752 和1.42.

結(jié)合Simonin 模型關(guān)于Tc0與d之間關(guān)系的描述,有Tc0=(1–dmin/d),其中Tcbulk為體材料超導(dǎo)體的超導(dǎo)相變溫度;dmin作為常數(shù)擬合因子,表示超導(dǎo)薄膜的最小厚度[20].Mo0.8Si0.2薄膜超導(dǎo)相變溫度Tc0與薄膜厚度間的關(guān)系如圖1 所示,采用Simonin 模型進(jìn)行擬合可得到和dmin分別為7.8 K 和2.4 nm.此外,當(dāng)超導(dǎo)薄膜制備成納米線時(shí),超導(dǎo)鄰近效應(yīng)的存在將導(dǎo)致納米線的超導(dǎo)相變溫度Tc低于Tc0.根據(jù)前期的研究成果,可得具有不同寬度w的超導(dǎo)納米線的Tc與Tc0存在以下關(guān)系[21]:

圖1 Mo0.8Si0.2 薄膜的超導(dǎo)相變溫度Tc0 與厚度倒數(shù)1/d的關(guān)系,紅色直線為Simonin 模型的擬合結(jié)果Fig.1.Relationship between the superconducting phase transition critical temperature Tc0 and the reciprocal of the thickness 1/d of the Mo0.8Si0.2 thin film.The red curve shows the fitting results of the Simonin model.

式中,ξ(0)為薄膜在0 K 下的超導(dǎo)相干長度,wn表示納米線兩側(cè)由無序等因素造成的正常態(tài)區(qū)域總寬度.對于Mo0.8Si0.2超導(dǎo)薄膜而言,ξ(0)=4.5 nm,wn=6.0 nm.最終結(jié)合(3)式和(4)式可得到Rs與納米線寬w對超導(dǎo)納米線的Tc的影響:

如圖2(a)所示,在保持納米線寬w不變的情況下,超導(dǎo)薄膜方塊電阻Rs的增大將導(dǎo)致納米線的超導(dǎo)相變溫度Tc減小.如當(dāng)w減小到30 nm 且Rs>100 Ω/square 時(shí),Tc<5 K,進(jìn)一步增大Rs>300 Ω/square 時(shí),Tc將減小到3 K 以下,這對探測器的工作溫度提出了更高的要求.將(5)式代入到(2)式中,即可獲得Δ,Rs與w之間的關(guān)系.此外,當(dāng)探測器具有較高的超導(dǎo)臨界轉(zhuǎn)變電流時(shí)容易獲得高的信噪比,有利于光響應(yīng)脈沖的讀取.因此本文研究了Rs與w對探測器超導(dǎo)破對電流Idep(即超導(dǎo)臨界轉(zhuǎn)變電流的理論最大值)的影響.這里參考Kupriyanov-Lukichev 模型來計(jì)算納米線的破對電流[22]:

其中,pd(t)表示一個(gè)與溫度相關(guān)的修正因子.如圖2(b)所示,隨著w的減小以及Rs的增加,呈現(xiàn)下降趨勢.為便于直觀地分析,圖2(b)設(shè)置了白色和黃色兩條刻度線,分別表示為3 μA 和10 μA 的情況,在刻度線上方且越遠(yuǎn)離刻度線,越小.在保持不變時(shí),隨著w的減小,相應(yīng)的Rs將加速下降.如當(dāng)≥ 3 μA 時(shí),若w=50 nm,則相應(yīng)的Rs可持續(xù)增大,最大可到500 Ω/square;若w=30 nm,則Rs最高不能超過340 Ω/square.

圖2 (a) 超導(dǎo)薄膜方塊電阻Rs 與納米線寬w 對納米線的超導(dǎo)相變溫度Tc 的影響;(b) 超導(dǎo)薄膜方塊電阻Rs 與納米線寬w 對納米線的破對電流的影響, 隨著Rs 的增大以及w 的減小而降低,圖中白色和黃色虛線分別表示為3 μA 和10 μA 時(shí)的計(jì)算結(jié)果Fig.2.(a) Effects of the film sheet resistance Rs and the nanowire width w on the superconducting phase transition temperature Tc;(b) effects of Rs and w on the depairing current ,it can be shown that decreases with increasing Rs and decreasing w,and the white and yellow dashed lines represent the calculation results of 3 μA and 10 μA,respectively.

結(jié)合前面的分析,為進(jìn)一步表征超導(dǎo)薄膜方塊電阻Rs與納米線寬w對SNSPD 探測截止波長λc的影響,本文評估了薄膜的電子熱化時(shí)間τth,根據(jù)Zhang 等[23]的研究結(jié)果,非晶超導(dǎo)薄膜的電子熱化時(shí)間τth與薄膜超導(dǎo)相變溫度Tc0之間存在關(guān)系:τth=αTc0–1.5,其中常數(shù)因子α=515.74 ps?K1.5.如圖3(a)所示,當(dāng)SNSPD 的最大偏置電流IB可達(dá)到時(shí),在不同的線寬條件下,Rs越大可使λc越長.其中綠色、黃色以及白色三條虛線代表λc分別對應(yīng)2.5,5.0 和10 μm 三個(gè)波長的結(jié)果,由此可知在w>25 nm 的條件下,當(dāng)保持λc的增量不變時(shí),w越大將導(dǎo)致相應(yīng)的Rs所對應(yīng)的增量越大.由此說明當(dāng)超導(dǎo)薄膜的方塊電阻不易大幅度調(diào)控時(shí),較窄的超導(dǎo)納米線在探測中長波紅外光子時(shí)更具優(yōu)勢.而對于常規(guī)SNSPD (w>50 nm且Rs<400 Ω/square)而言,在避免器件結(jié)構(gòu)等因素壓縮超流從而保證較高歸一化偏置電流(IB/)的前提下,探測器可在中紅外波段(>2.5 μm)上獲得飽和的量子效率.此外,當(dāng)w<25 nm 且保持λc不變時(shí),線寬的微小變化將導(dǎo)致相應(yīng)的Rs大幅度漲落,如當(dāng)λc=10 μm 時(shí),w=25 nm 所對應(yīng)的Rs=280 Ω/square,而當(dāng)w降低了2 nm 后,對應(yīng)的Rs將低于150 Ω/square.在不考慮制備工藝的前提下,理論計(jì)算表明,當(dāng)w減小到20 nm 且Rs≥ 450 Ω/square 時(shí),λc將超過150 μm.

為分析探測器在較低偏置電流下的結(jié)果,本文將最大偏置電流IB降低到時(shí),得到λc,Rs與w的關(guān)系(圖3(b)).與高偏置電流相比,低偏置電流下要獲得相同的探測截止波長,探測器對Rs以及w的要求更加苛刻,如當(dāng)Rs<500 Ω/square時(shí),要使得探測器的λc增大到10 μm,所需要的納米線的寬度將低于25 nm,這對器件制備工藝提出了巨大的挑戰(zhàn).此外,能看到此時(shí)對于常規(guī)SNSPD而言,λc主要分布在近紅外波段,因此常規(guī)SNSPD難以在中紅外波段上獲得飽和的量子效率.

圖3 (a) 當(dāng)SNSPD 的最大偏置電流IB可達(dá)到時(shí),超導(dǎo)薄膜方塊電阻Rs 與納米線寬w 對SNSPD 探測截止波長λc 的影響;(b) 當(dāng)SNSPD 的最大偏置電流IB 降低到 時(shí),Rs 與w 對λc 的影響 (圖中綠色、黃色以及白色三條虛線分別表示三個(gè)λc 的刻度線,如當(dāng)(w,Rs)的坐標(biāo)點(diǎn)處于白色虛線上方時(shí),λc >10 μm)Fig.3.(a) Effects of the film sheet resistance Rs and the nanowire width w on the cutoff wavelength λc when the maximum bias current IB of the SNSPD can reach (b) effects of Rs and w on λc when the maximum IB can only reach (Green,yellow,and white dashed lines represent the scale lines of the three λc values.For example,if the coordinate point of (w,Rs) stays above the white dashed line,λc >10 μm).

總的來說,通過對超導(dǎo)薄膜無序的定量調(diào)控(增大Rs),可有效增大λc,在高歸一化偏置電流的條件下,可使得SNSPD 的探測截止波長覆蓋可見至遠(yuǎn)紅外波段.在λc的溫度相關(guān)性方面,研究表明當(dāng)SNSPD 的工作溫度T<0.1Tc時(shí),λc可認(rèn)為是一個(gè)與T無關(guān)的量.然而,從器件制備與應(yīng)用的角度上看,持續(xù)的增大Rs將帶來探測器的超導(dǎo)相變溫度Tc以及超導(dǎo)破對電流下降,且這種下降趨勢在w較小的情況下尤其明顯,這實(shí)際上并不利于探測器的正常工作以及信號讀出.因此,在保持SNSPD 具有較大λc的前提下,如何提高Tc和對推進(jìn)SNSPD 在中長波紅外波段上的發(fā)展具有關(guān)鍵的科學(xué)價(jià)值和應(yīng)用價(jià)值.目前國內(nèi)外相關(guān)研究單位普遍采用稀釋制冷技術(shù)以及復(fù)雜低溫讀出電路來解決中長波紅外SNSPD 低Tc以及低信噪比的問題,取得了一定的效果.然而,在推進(jìn)探測器小型化和低成本的道路上,中長波紅外SNSPD仍然面臨著一段很長的路.

3 實(shí)驗(yàn)結(jié)果與討論

3.1 器件制備與測量

前期我們采用Mo0.8Si0.2超導(dǎo)薄膜所制備的SNSPD 在1.55—5.07 μm 的紅外波段上測得量子效率超過97%,然而測量得到器件的探測截止波長λc低于5 μm,相應(yīng)Mo0.8Si0.2薄膜的方塊電阻Rs=248.6 Ω/square,納米線寬度w=30 nm[10].根據(jù)第2 節(jié)的理論分析,為了進(jìn)一步提高器件的探測截止波長,我們適當(dāng)增大Mo0.8Si0.2薄膜的無序強(qiáng)度,即在相同的測量條件下將薄膜的方塊電阻Rs進(jìn)一步增大到320 Ω/square,同時(shí)保持線寬w不變.探測器的總體結(jié)構(gòu)如圖4(a)所示,為有效降低納米線上缺陷引入的概率以達(dá)到減小超流壓縮帶來的不利影響,本實(shí)驗(yàn)設(shè)計(jì)器件的核心光探測單元為一條10 μm 長、30 nm 寬的超導(dǎo)納米線.核心光探測單元?jiǎng)討B(tài)電感小而使得響應(yīng)脈沖能量主要集中在高頻區(qū)域,因此在讀出電路中難以對電脈沖進(jìn)行有效濾波而保證較高的信噪比.為解決這一問題,本實(shí)驗(yàn)在核心光探測單元電流輸入端增加了一段脈沖信號展寬結(jié)構(gòu),具體由180 nm 線寬,500 nm周期,30 μm × 30 μm 面積的蜿蜒納米線組成.

圖4 (a) 器件結(jié)構(gòu)圖,主要包含用于信號脈沖展寬的蜿蜒納米線結(jié)構(gòu)和響應(yīng)紅外光子的窄納米線,這里為避免窄納米線在制備過程中發(fā)生漂移,在窄納米線上增加了多個(gè)“十字”結(jié)構(gòu);(b) 信號脈沖展寬蜿蜒納米線的局部SEM 圖,納米線寬為180 nm;(c) 窄納米線的局部放大圖;(d) 窄納米線的局部SEM 圖,測量得到納米線的寬度為30 nmFig.4.(a) Structure diagram of the detector,which mainly includes the signal pulse-broadened meander nanowire and the narrow nanowire that detects the infrared photons,many cross structures were added to avoid the drift behavior of narrow nanowire during the nanofabrication;(b) SEM image of the signal pulse-broadened meander nanowire,the measured nanowire width is 180 nm;(c) local magnification image of the narrow nanowire;(d) SEM image of the narrow nanowire,the measured nanowire width is 30 nm.

圖4(b)為脈沖信號展寬結(jié)構(gòu)的局部掃描電子顯微鏡(scanning electron microscope,SEM)圖,實(shí)際制備得到的蜿蜒納米線寬度與設(shè)計(jì)值保持一致.從電流偏置方面看,即使光探測單元上的偏置電流達(dá)到其臨界值,蜿蜒納米線上的偏置電流仍不超過相應(yīng)臨界值的1/6,因此在實(shí)際測量過程中可忽略蜿蜒結(jié)構(gòu)帶來的計(jì)數(shù).光探測單元與脈沖信號展寬結(jié)構(gòu)的制備在相同厚度的Mo0.8Si0.2薄膜上進(jìn)行.采用聚氫倍半硅氧烷(hydrogen silsesquioxane,HSQ)負(fù)膠進(jìn)行電子束曝光,在顯影過程中,為防止窄納米線出現(xiàn)漂移現(xiàn)象,本實(shí)驗(yàn)在窄納米線上增加了多個(gè)“十字”結(jié)構(gòu)以達(dá)到增大窄納米線與襯底之間黏附力的目的,如圖4(c)所示.窄納米線上的每個(gè)“十字”結(jié)構(gòu)之間間距為750 nm,在窄納米線橫向方向上,“十字”的寬度為440 nm.在“十字”中心區(qū)域,本文參考保角變換理論設(shè)計(jì)了優(yōu)化圓角,從而使得該中心區(qū)域處不會出現(xiàn)超流壓縮的現(xiàn)象.電子束曝光得到的納米線結(jié)構(gòu)通過反應(yīng)離子刻蝕轉(zhuǎn)移到Mo0.8Si0.2薄膜上,采用SF6作為刻蝕氣體,標(biāo)準(zhǔn)狀況下氣壓流量為40 mL/min,采用CHF3作為鈍化氣體,標(biāo)準(zhǔn)狀況下氣體流量為20 mL/min,在4 Pa 氣壓、80 W 功率的環(huán)境下刻蝕32 s,最終得到目標(biāo)器件結(jié)構(gòu).圖4(d)為實(shí)際制備得到的核心光探測單元的局部SEM 圖,與設(shè)計(jì)結(jié)構(gòu)保持一致,窄納米線的測量寬度為30 nm.

實(shí)驗(yàn)分別測量了SNSPD 在6.0 μm 和10.2 μm兩個(gè)波長上的量子效率,圖5 為實(shí)驗(yàn)中采用的紅外SNSPD 測量示意圖.選擇了兩種類型的光源,其中采用冷紅外黑體源(1500 K 工作溫度,氮化硅發(fā)光材料,美國海洋光學(xué)儀器生產(chǎn))用于輻射6.0 μm波長的光信號.采用量子級聯(lián)激光器輻射10.2 μm中心波長的光信號,光源輸出光譜寬度小于10 nm,激光發(fā)散角為5.5 mrad,工作溫度恒定在25 ℃,最大輻射功率可達(dá)到毫瓦量級.光源產(chǎn)生的紅外信號通過一段長度可調(diào)的光學(xué)套筒后形成的光斑尺寸增大,可降低器件光耦合的難度.可調(diào)中性密度衰減器用于調(diào)控出射光功率的衰減倍率,光信號經(jīng)衰減后通過窄帶濾波片(中心波長分別為6.0 μm和10.2 μm)以及ZnSe 光學(xué)窗口進(jìn)入到稀釋制冷機(jī)內(nèi)部,再經(jīng)過一級光密度Od=3 的固定衰減器后,最終到達(dá)SNSPD 的光敏面上.實(shí)驗(yàn)中,采用一個(gè)已串聯(lián)100 kΩ 電阻的低噪聲電壓源給SNSPD提供電流偏置,SNSPD 吸收單光子并將其轉(zhuǎn)化為一個(gè)電脈沖信號,電脈沖信號通過外部電路中的低噪聲常溫放大器(型號AU1338,0.3—350.0 MHz工作頻帶,美國MITEQ 公司生產(chǎn),增益大于70 dB)進(jìn)行放大,并由計(jì)數(shù)器(型號SR400,美國Stanford Research Systems 公司研制)采集讀出,從而完成一次光子探測.

圖5 紅外SNSPD 測量示意圖,紅外光源輸出的信號光通過光學(xué)套筒、可調(diào)中性密度衰減器、窄帶濾波片、稀釋制冷機(jī)的ZnSe 光學(xué)窗口以及制冷機(jī)內(nèi)部的固定衰減器(光密度Od=3),最終覆蓋SNSPD 的光敏面.SNSPD 吸收單光子并將其轉(zhuǎn)化為一個(gè)電脈沖信號,電脈沖信號通過外部電路進(jìn)行放大并讀出,從而完成一次光子探測Fig.5.In the measurement diagram of the infrared SNSPD,the signal photons are emitted from the light source and finally arrive at the active area of the detector through the optical sleeve,the adjustable neutral density attenuator,the narrow band filter,the ZnSe optical window of the diluted refrigerator,and the fixed attenuator inside the refrigerator (with an optical density Od=3).The SNSPD absorbs one photon and converts it to an electrical pulse,and the pulse is amplified and read through the external circuit;thus,a photon detection event is finished.

3.2 器件測量結(jié)果

在50 mK 的溫度下,實(shí)驗(yàn)首先測量了SNSPD對6.0 μm 波長的光探測結(jié)果,如圖6 所示.量子效率ηi通常定義為探測器吸收一個(gè)光子對應(yīng)產(chǎn)生一個(gè)可探測電脈沖信號的概率,當(dāng)一個(gè)光子對應(yīng)一個(gè)電脈沖信號時(shí),可認(rèn)為探測器的量子效率達(dá)到飽和.在SNSPD 探測技術(shù)中,定義ηi=Pc/Ps,其中Pc為探測器的光子計(jì)數(shù)率,而Ps表示光子計(jì)數(shù)率達(dá)到飽和(不再隨偏置電流的變化而變化)狀態(tài)下的結(jié)果.實(shí)驗(yàn)中,Pc=CR–Bc,CR為探測系統(tǒng)產(chǎn)生的總的計(jì)數(shù)率,包含了光子計(jì)數(shù)率以及背景計(jì)數(shù)率Bc.

圖6 SNSPD 在6.0 μm 波長上的量子效率ηi 以及背景輻射計(jì)數(shù)Bc 隨歸一化偏置電流IB/ISW 的變化關(guān)系,紅色曲線表示Fano 漲落理論對實(shí)驗(yàn)結(jié)果的擬合,實(shí)際測到的最大量子效率可達(dá)到完全飽和Fig.6.Normalized bias current-dependent quantum efficiency ηi and background count Bc of the SNSPD at 6.0 μm.The red curve represents the fitting result based on the Fano fluctuation theory.

實(shí)驗(yàn)中首先測量了Bc的大小.測量方法如下:關(guān)閉光源并將稀釋制冷機(jī)的窗口做電磁屏蔽,進(jìn)而掃描得到Bc隨偏置電流IB的變化關(guān)系.從圖6 可以看到,Bc隨著偏置電流IB的增大具有一定的飽和趨勢,且Bc的最大值不超過103counts/s.由此表明,組成Bc的兩大因素中,由溫度為300 K 的環(huán)境產(chǎn)生的紅外背景輻射計(jì)數(shù)率占據(jù)了主要部分,而器件的本征暗計(jì)數(shù)較少,這是因?yàn)槭艽艤u旋運(yùn)動的影響,本征暗計(jì)數(shù)隨IB的增加往往呈現(xiàn)出指數(shù)上升的趨勢[24].當(dāng)IB接近臨界轉(zhuǎn)變電流ISW時(shí),器件的Bc并沒有明顯的激增,推測可能是因?yàn)樵趍K 量級低溫下,磁渦旋的運(yùn)動受到了抑制.

此外,在量子效率ηi的測量上,隨著偏置電流IB的逐漸增大,SNSPD 在6.0 μm 波長上的ηi逐漸增大至完全飽和狀態(tài),并呈現(xiàn)出一個(gè)明顯的“S”形曲線變化形式.由于紅外黑體源較大的發(fā)散角以及在6.0 μm 波長上較弱的輻射功率,使得單位時(shí)間內(nèi)實(shí)際到達(dá)SNSPD 光敏面上的光子數(shù)較少,因而SNSPD 的飽和光子計(jì)數(shù)率Ps僅達(dá)到103counts/s量級,與背景輻射計(jì)數(shù)率Bc相當(dāng).此外,受Bc以及入射光功率漲落的影響,在不同的偏置電流IB下實(shí)際獲得的Pc在逐漸達(dá)到飽和的過程中也出現(xiàn)了漲落.根據(jù)Kozorezov 等[25]的研究結(jié)果,Fano漲落現(xiàn)象將導(dǎo)致納米線上光響應(yīng)過程中傳遞給準(zhǔn)粒子的能量存在不確定性,因而使得量子效率ηi與歸一化偏置電流IB/ISW之間存在以下關(guān)系:

其中,I0=Ic0/ISW,Ic0表示當(dāng)Pc/Ps=0.5 時(shí)所對應(yīng)的偏置電流;ΔI=ΔIB/ISW,ΔIB=IB1–IB2(對 于IB1,ηi=80%;對于IB2,ηi=20%),表 示ηi在偏置電流上的轉(zhuǎn)變寬度.紅色曲線表示Fano漲落理論對實(shí)驗(yàn)結(jié)果的擬合,根據(jù)擬合結(jié)果可得到I0=0.81,ΔI=0.1.理論對實(shí)驗(yàn)結(jié)果的合理解釋表明,Fano 漲落機(jī)制在中長波紅外SNSPD 將光信號轉(zhuǎn)化為電信號的過程中扮演了重要的角色.

當(dāng)SNSPD 的探測波長增大到10.2 μm 時(shí),再次測量ηi隨偏置電流的變化關(guān)系.當(dāng)歸一化偏置電流IB/ISW超過0.7 以后,SNSPD 的光子計(jì)數(shù)率Pc快速增加但未出現(xiàn)飽和,因此難以直接得到Ps的實(shí)際值.將(7)式等效變化可得到:Pc=Ps/2 ×erfc[(I0–IB/ISW)/ΔI],增加Ps為擬合因子.經(jīng)過最佳擬合后可以得到Ps=5300 counts/s,I0=0.9,ΔI=0.1.進(jìn)一步,基于ηi=Pc/Ps關(guān)系可知ηi隨歸一化偏置電流的變化關(guān)系,如圖7 所示.

圖7 SNSPD 對10.2 μm 波長的量子效率隨歸一化偏置電流的變化,紅色曲線是Fano 漲落理論對實(shí)驗(yàn)結(jié)果的擬合Fig.7.Normalized bias current-dependent quantum efficiency ηi of the SNSPD at 10.2 μm.The red curve represents the fitting result based on the Fano fluctuation theory.

從實(shí)驗(yàn)結(jié)果可得當(dāng)IB/ISW=0.9 時(shí),ηi達(dá)到53%.研究發(fā)現(xiàn),在實(shí)驗(yàn)中由于電路出現(xiàn)不規(guī)律振蕩的原因,IB無法正常偏置到0.9ISW以上.通過Fano 漲落理論可以預(yù)測,IB/ISW=1 時(shí),ηi可達(dá)到92%.因此,在未來的工作中,我們將努力克服讀出電路不規(guī)律振蕩的難題,從而在光響應(yīng)測量中提高IB的偏置上限.

綜上,本文從實(shí)驗(yàn)的角度對無序增大SNSPD探測截止波長λc的理論預(yù)測進(jìn)行了論證.通過增大薄膜方塊電阻Rs,λc已從前期低于5 μm 的基礎(chǔ)上增大到了6 μm,同時(shí)在10.2 μm 的波長上也展現(xiàn)了ηi可達(dá)92%的探測潛力.由此可預(yù)測在超導(dǎo)能隙以及器件結(jié)構(gòu)尺寸調(diào)控之外,無序調(diào)控將有可能成為研制高性能中長波紅外SNSPD 的另一有效技術(shù)方案.而對于如何實(shí)現(xiàn)無序的可控研究,除了減小薄膜厚度之外,目前其他技術(shù)方法包括:納米多孔研究[26]、層狀缺陷引入[27]、薄膜組分比例調(diào)控[28]以及離子注入[29]等.如何尋找可行且最優(yōu)的技術(shù)方法,是一個(gè)亟待解決的難題.

4 結(jié)論

本文從無序出發(fā)提出了增大SNSPD 探測截止波長λc的技術(shù)方法,并進(jìn)一步討論了無序以及尺寸變化對λc的影響.研究表明,超導(dǎo)薄膜方塊電阻Rs的增大將同步增大λc,尤其當(dāng)納米線寬w較小時(shí),λc的增大速率更快.如在IB/=0.9,w=30 nm 且Rs>380 Ω/square 時(shí),λc>10 μm.在實(shí)驗(yàn)方面,本文制備了常溫方塊電阻Rs,約為320 Ω/square 且線寬w=30 nm 的Mo0.8Si0.2紅外SNSPD,將器件工作波段擴(kuò)展到了5—10 μm.在6.0 μm 波長上SNSPD 可獲得完全飽和的量子效率ηi,在10.2 μm 長波紅外上ηi達(dá)到53%,當(dāng)排除超流壓縮的影響時(shí),ηi理論上最高可達(dá)到92%.此外,如何平衡器件工作溫度、信噪比二者與λc之間的關(guān)系以及探索最優(yōu)的無序調(diào)控技術(shù),是中長波紅外SNSPD 未來發(fā)展中需要解決的兩大難題.