ла колебаний за полупериод биения Мб или разности числа синфазных и противофазных колебаний за период биения ДМ повышение эффективности процесса измерительного преобразования можно рассчитать по формулам
6mx / mx
к л л
дХ / X
21 m
-mm mx I —
Km -
1-Х,2
--ml ; KNZ
KAN -
d&N
дХ AN
- m'
дN Xq, дХа N
arctg mra
1-Х,2
— m„
В окрестностях точки бифуркации связанных колебаний (X ~ 1) для амплитудного, фазового и частотного вариантов построения датчика относительная чувствительность может превышать значение, равное единице. В связи с этим можно сделать вывод о целесообразности использования режимов связанных колебаний в пьезорезонансных датчико-вых структурах и создания на их основе различных типов вы-
сокоэффективных пьезоэлектрических измерительных устройств.
При практической реализации режимов связанных колебаний в пьезоэлектрических измерительных устройствах необходимо с целью повышения эффективности процесса электромеханического преобразования обеспечить рациональное секционирование электродов на поверхности пье-зоэлемента.
Л и т е р а т у р а
1. Мигулин В. В. и др. Основы теории колебаний. — М.: Наука, 1988.
2. Демьянченко А. Г. Синхронизация генераторов гармонических колебаний. — М: Энергия, 1976.
3. Болознев В. В. Функциональные преобразователи на основе связанных генераторов. — М.: Радио и связь, 1982.
4. Полулях К. С. Резонансные методы измерений. — М.: Энергия, 1980.
Дата одобрения 31.01.2006 г.
ИЗМЕРЕНИЯ ИОНИЗИРУЮЩИХ ИЗЛУЧЕНИЙ
538.945:539.1.074.9
Рекомбинация квазичастиц в сверхпроводящих туннельных детекторах рентгеновского
излучения
В. А. АНДРИАНОВ*, В. П. ГОРЬКОВ**, В. П. КОШЕЛЕЦ***, Л. В. ФИЛИППЕНКО***
* Научно-исследовательский институт ядерной физики им. Д. В. Скобельцына Московского государственного университета им. М. В. Ломоносова, e-mail: andrva22@mail.ru ** Факультет вычислительной математики и кибернетики Московского государственного университета им. М. В. Ломоносова, e-mail: v-p-gorkov@yandex.ru *** Институт радиотехники и электроники Российской академии наук,
e-mail: valerv@hitech.cplire.ru
Энергетическое разрешение сверхпроводящих туннельных детекторов изучено с точки зрения влияния рекомбинационных и краевых потерь неравновесных квазичастиц. С помощью метода рентгеновской флюоресценции измерена зависимость сигнала для детекторов Ti/Nb/Al/AlOx/Al/Nb/NbN от энергии рентгеновских квантов и изучена форма аппаратурной линии. Дан анализ экспериментальных данных на основе диффузионной модели туннельных детекторов.
Ключевые слова: детектор, рентгеновское излучение, сверхпроводящие туннельные переходы, низкие температуры, энергетическое разрешение, квазичастицы, фононы, рекомбинация, диффузия.
Influence of the quasiparticle self-recombination and quasiparticle boundary losses on the energy resolution of the superconducting tunnel junction (STJ) detectors was considered. Dependence of the signal amplitude on X-rays energy was obtained for Ti/Nb/Al/AlOx / Al/Nb/NbN detectors by the method of X-rays fluorescence. The shape of the detector line was studied. The experimental data was analyzed on the base of a diffusion model of tunnel junction detectors.
Key words: detector, X-rays, superconducting tunnel junctions, low temperatures, energy resolution, quasiparticles, phonons, recombination, diffusion.
В настоящее время в России и за рубежом проводятся работы по созданию новых детекторов рентгеновского и оптического излучения на основе сверхпроводящих туннель-
ных переходов (СТП) [1, 2]. Эти детекторы должны обладать высоким энергетическим разрешением и низким порогом регистрации по энергии. Конструктивно СТП-детекторы со-
стоят из двух сверхпроводящих электродов, разделенных тонким слоем изолятора. Поглощение кванта излучения в одном из электродов СТП приводит к разрыву куперовских электронных пар и возникновению неравновесных квазичастиц, туннелирование которых через изолирующий слой образует сигнал детектора.
Число возникающих квазичастиц М0 пропорционально энергии кванта излучения Е и обратно пропорционально ширине сверхпроводящей щели А в электроде, в котором поглощается квант. Поскольку А имеет порядок миллиэлек-тронвольта, число образующихся квазичастиц на три порядка больше, чем в обычных полупроводниковых детекторах. Именно это определяет возможность существенно улучшить энергетическое разрешение и снизить порог регистрации в туннельных детекторах. Ожидаемое энергетическое разрешение для детекторов с электродами из Nb составляет 4—10 эВ для рентгеновской линии 6 кэВ. При таком энергетическом разрешении детекторы становятся чувствительными к химическому сдвигу рентгеновских линий и могут быть использованы в рентгенофлуоресцентном анализе для определения не только количества элемента, но и его химического состояния. К сожалению, даже в лучших детекторах, созданных к настоящему времени, энергетическое разрешение превышает теоретический предел в несколько раз.
Одной из основных причин ухудшения разрешения является зависимость сигнала детектора от координаты поглощения кванта (неоднородное уширение). Первичное облако неравновесных квазичастиц занимает сравнительно небольшую область электрода. В дальнейшем квазичастицы посредством диффузии распространяются по объему электрода, при этом одновременно идут процессы туннелирования (что формирует сигнал детектора) и гибели квазичастиц. Сигнал детектора пропорционален собранному заряду туннельного тока. Под гибелью понимаются все процессы, ведущие к выбыванию квазичастиц из процесса туннелирования, а именно: захват квазичастиц в различные ловушки, обусловленные локальным уменьшением ширины сверхпроводящей щели А, процессы рекомбинации квазичастиц с образованием куперовских пар, а также уход квазичастиц в области контактов. Обычно предполагается, что основным механизмом неоднородного уширения линии является захват неравновесных квазичастиц в ловушки, которые образуются вблизи боковых границ электродов при изготовлении туннельных переходов [3, 4]. В этом случае амплитуда сигнала начинает зависеть от того, насколько близко к границе произошло поглощение кванта.
Рекомбинационные потери рассматривались в [5—7]. Рекомбинация неравновесных квазичастиц на тепловых квазичастицах пренебрежимо мала, поскольку рабочая температура детектора много ниже температуры сверхпроводящего перехода. Заметные потери может вызывать лишь собственная рекомбинация неравновесных квазичастиц в начальный интервал времени, когда их плотность достаточно велика [5]. В [6] указывалось, что рекомбинация может приводить к зависимости амплитуды сигнала детектора от координаты поглощения кванта. Так, при поглощении кванта вблизи границ электрода распространение облака неравновесных квазичастиц идет несколько медленнее, чем в случае поглощения кванта в центре. В результате рекомбина-ционные потери оказываются большими вблизи границы, что и вызывает неоднородное уширение линии детектора.
Данные [7] подтвердили это предположение. К сожалению, анализ был затруднен, поскольку рассматривались детекторы с двумя активными электродами, в которых присутствовали эффекты многократного туннелирования квазичастиц [8]. В таких детекторах квазичастицы после первого туннелирования из электрода, в котором произошло поглощение кванта, не выходят из игры, а продолжают участвовать в туннелировании уже в обратном направлении, также давая вклад в сигнал. В расчетах в этом случае необходимо учитывать рекомбинационные и краевые потери для обоих электродов, свойства которых в силу технологических причин всегда различны.
В настоящей работе рассмотрено влияние рекомбинации квазичастиц на сигнал туннельных детекторов, имеющих специальную конструкцию, когда только один электрод является активным, а свойства другого подавлены с помощью дополнительного слоя-ловушки, напыленного со стороны, противоположной туннельному барьеру (пассивный электрод). Ниже описана конструкция туннельных детекторов и методика эксперимента; приведены экспериментальные спектры и рассмотрена их структура; представлены экспериментальные данные о зависимости сигнала детектора от энергии рентгеновского кванта; изложена диффузионная модель детектора, учитывающая рекомбинационные и краевые потери квазичастиц, и приведены результаты модельных расчетов; на основе данной модели проанализированы зависимость сигнала детектора от энергии кванта и аппаратурная форма линии.
Отметим, что детекторы с пассивным электродом имеют ряд потенциальных преимуществ по сравнению с детекторами с многократным туннелированием. Во-первых, ожидалось, что данная конструкция позволит избежать удвоения линий, типичного для СТП-детекторов с двумя активными электродами. Во-вторых, благодаря относительно малой длине диффузии должен быть ослаблен вклад граничных областей в аппаратурную форму линии [9].
1. Методика эксперимента. Исследуемые образцы детекторов были изготовлены методом магнетронного распыления в ИРЭ РАН в лаборатории В. П. Кошельца. Детекторы имели многослойную структуру Ti/Nb(1)/A1(1)/AЮx /Л1(2)/ Схема детектора совместно с энергетической структурой уровней квазичастиц приведена на рис. 1. Нижний электрод, который предполагался пассивным, состоял из трех слоев, последовательно напыленных на кремниевую подложку: 30 нм титана, 100 нм ниобия (№(1)) и 8 нм алюминия (Л1(1)). При окислении алюминия образовывался барьерный слой A12Oз толщиной 1—2 нм. Сверхпроводящая щель вблизи туннельного барьера формировалась в слое №(1) и составляла около 1,4 мэВ. В слое титана происходило заметное уменьшение сверхпроводящей щели, ее ширина определялась низкой температурой сверхпроводящего перехода титана (Тс ~ 0,3 ^ и эффектом близости соседнего слоя №(1) [10]. В результате слой ^ играл роль ловушки для квазичастиц и препятствовал их туннелированию из нижнего электрода.
Верхний активный электрод напыляли на A12O3, и он также состоял из трех слоев: A1(2) — 13 нм, N^2) — 150 нм и NbN — 30 нм. Основным поглощающим слоем являлся слой N^2) со сверхпроводящей щелью А = 1,4 мэВ. Слой A1(2) с меньшей щелью служил ловушкой для квазичастиц. Этот слой обесп
Для дальнейшего прочтения статьи необходимо приобрести полный текст. Статьи высылаются в формате PDF на указанную при оплате почту. Время доставки составляет менее 10 минут. Стоимость одной статьи — 150 рублей.