5—10 μm 波段超導單光子探測器設計與研制*

陳奇 戴越 李飛燕 張彪 李昊辰 譚靜柔 汪瀟涵 何廣龍 費越 王昊 張蠟寶 康琳 陳健 吳培亨

(南京大學電子科學與工程學院,超導電子學研究所,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域具有重要的研究價值,也是單光子探測技術領域的研究難點.超導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,但如何進一步提高器件的探測截止波長λc 是一個受到廣泛關注的話題.本文探討了一種通過超導無序調控輔助提高λc 的方法,設計并制備出工作波段為5—10 μm 的超導單光子探測器.理論分析表明,增大衡量無序強度的主要評價因子即薄膜方塊電阻Rs,將有利于增大λc,如當納米線寬保持在30 nm 且Rs >380 Ω/square 時,可使得λc >10 μm.實驗測得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,當器件工作在0.9ISW (ISW 為納米線超導轉變電流)的偏置電流下時,在10.2 μm 波長上的量子效率達到53%.

1 引言

作為諸多現(xiàn)代化高科技裝備的眼睛,先進紅外探測器受到了越來越廣泛的關注.在極限靈敏探測領域,超導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]以及時間分辨率小于3 ps[3]等.理論研究表明,SNSPD 的工作波長可進一步覆蓋中長波紅外光譜,實現(xiàn)高性能中長波紅外SNSPD 的研制對許多前沿科學技術領域具有重要的應用價值:噴氣推進實驗室(JPL)與國家標準與技術研究所(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)揭示了分子科學領域的新規(guī)律;美國國防高級研究計劃局(DARPA)在其“Invisible Headlights”項目中已聯(lián)合麻省理工學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)展方向上的一個關鍵性難點.

探測截止波長λc是表征SNSPD 量子效率ηi能夠達到飽和的最長波長[8].當前研究表明,納米線的超導能隙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,從而導致光吸收區(qū)域的超導序參量被大幅度抑制.前期研究中,我們將Mo0.8Si0.2超導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].

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

由此,在新的技術途徑中,可以考慮通過對超導薄膜無序特性的有效調控來達到增大SNSPD探測截止波長λc和量子效率ηi的目的.超導薄膜的方塊電阻Rs是衡量其無序強度的一個主要評價因子,一般認為無序越強則Rs越大[15].因此,本文分析了在具有不同結構尺寸的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,這一理論預測在實驗中也得到了論證.本文通過增大Mo0.8Si0.2薄膜的Rs進一步將相應SNSPD 的λc從低于5 μm 提高到了6 μm,同時在10.2 μm 波長上測得量子效率ηi達到53%.

2 理論分析

盡管SNSPD 的光探測微觀機制仍缺乏完善的理論解釋,但研究表明整個光響應過程常伴隨著準粒子的倍增和擴散運動.因此,本文在理論分析中主要考慮準粒子的影響,基于唯象準粒子擴散模型可以得到SNSPD 的探測截止波長λc的計算表達式[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為超導薄膜的方塊電阻,Δ為納米線的超導能隙,w為納米線的寬度,D為超導薄膜的電子擴散系數(shù),τth為電子熱化時間,IB為探測器的偏置電流,Idep為探測器的破對電流(IB理論上可以達到的最大值).為充分說明無序對λc的影響,本文將建立不同結構尺寸下λc與Rs的定量數(shù)學關系:λc=f(Rs,w).

在(1)式中,由于超導能隙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以及納米線超導相變溫度Tc之間存在以下關系[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電性的關系,Ivry 等[18]得到了薄膜的超導相變溫度Tc0、薄膜厚度d以及薄膜方塊電阻Rs之間的數(shù)學關系:

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

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

圖1 Mo0.8Si0.2 薄膜的超導相變溫度Tc0 與厚度倒數(shù)1/d的關系,紅色直線為Simonin 模型的擬合結果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 下的超導相干長度,wn表示納米線兩側由無序等因素造成的正常態(tài)區(qū)域總寬度.對于Mo0.8Si0.2超導薄膜而言,ξ(0)=4.5 nm,wn=6.0 nm.最終結合(3)式和(4)式可得到Rs與納米線寬w對超導納米線的Tc的影響:

如圖2(a)所示,在保持納米線寬w不變的情況下,超導薄膜方塊電阻Rs的增大將導致納米線的超導相變溫度Tc減小.如當w減小到30 nm 且Rs>100 Ω/square 時,Tc<5 K,進一步增大Rs>300 Ω/square 時,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之間的關系.此外,當探測器具有較高的超導臨界轉變電流時容易獲得高的信噪比,有利于光響應脈沖的讀取.因此本文研究了Rs與w對探測器超導破對電流Idep(即超導臨界轉變電流的理論最大值)的影響.這里參考Kupriyanov-Lukichev 模型來計算納米線的破對電流[22]:

其中,pd(t)表示一個與溫度相關的修正因子.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離刻度線,越小.在保持不變時,隨著w的減小,相應的Rs將加速下降.如當≥ 3 μA 時,若w=50 nm,則相應的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) 超導薄膜方塊電阻Rs 與納米線寬w 對納米線的超導相變溫度Tc 的影響;(b) 超導薄膜方塊電阻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 時的計算結果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.

結合前面的分析,為進一步表征超導薄膜方塊電阻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間τth,根據(jù)Zhang 等[23]的研究結果,非晶超導薄膜的電子熱化時間τth與薄膜超導相變溫度Tc0之間存在關系:τth=αTc0–1.5,其中常數(shù)因子α=515.74 ps?K1.5.如圖3(a)所示,當SNSPD 的最大偏置電流IB可達到時,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2.5,5.0 和10 μm 三個波長的結果,由此可知在w>25 nm 的條件下,當保持λc的增量不變時,w越大將導致相應的Rs所對應的增量越大.由此說明當超導薄膜的方塊電阻不易大幅度調控時,較窄的超導納米線在探測中長波紅外光子時更具優(yōu)勢.而對于常規(guī)SNSPD (w>50 nm且Rs<400 Ω/square)而言,在避免器件結構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w<25 nm 且保持λc不變時,線寬的微小變化將導致相應的Rs大幅度漲落,如當λc=10 μm 時,w=25 nm 所對應的Rs=280 Ω/square,而當w降低了2 nm 后,對應的Rs將低于150 Ω/square.在不考慮制備工藝的前提下,理論計算表明,當w減小到20 nm 且Rs≥ 450 Ω/square 時,λc將超過150 μm.

為分析探測器在較低偏置電流下的結果,本文將最大偏置電流IB降低到時,得到λc,Rs與w的關系(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Rs<500 Ω/square時,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SNSPD 的最大偏置電流IB可達到時,超導薄膜方塊電阻Rs 與納米線寬w 對SNSPD 探測截止波長λc 的影響;(b) 當SNSPD 的最大偏置電流IB 降低到 時,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λc 的刻度線,如當(w,Rs)的坐標點處于白色虛線上方時,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,通過對超導薄膜無序的定量調控(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紅外波段.在λc的溫度相關性方面,研究表明當SNSPD 的工作溫度T<0.1Tc時,λc可認為是一個與T無關的量.然而,從器件制備與應用的角度上看,持續(xù)的增大Rs將帶來探測器的超導相變溫度Tc以及超導破對電流下降,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SNSPD 在中長波紅外波段上的發(fā)展具有關鍵的科學價值和應用價值.目前國內外相關研究單位普遍采用稀釋制冷技術以及復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 實驗結果與討論

3.1 器件制備與測量

前期我們采用Mo0.8Si0.2超導薄膜所制備的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,為了進一步提高器件的探測截止波長,我們適當增大Mo0.8Si0.2薄膜的無序強度,即在相同的測量條件下將薄膜的方塊電阻Rs進一步增大到320 Ω/square,同時保持線寬w不變.探測器的總體結構如圖4(a)所示,為有效降低納米線上缺陷引入的概率以達到減小超流壓縮帶來的不利影響,本實驗設計器件的核心光探測單元為一條10 μm 長、30 nm 寬的超導納米線.核心光探測單元動態(tài)電感小而使得響應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行有效濾波而保證較高的信噪比.為解決這一問題,本實驗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構,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) 器件結構圖,主要包含用于信號脈沖展寬的蜿蜒納米線結構和響應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“十字”結構;(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)為脈沖信號展寬結構的局部掃描電子顯微鏡(scanning electron microscope,SEM)圖,實際制備得到的蜿蜒納米線寬度與設計值保持一致.從電流偏置方面看,即使光探測單元上的偏置電流達到其臨界值,蜿蜒納米線上的偏置電流仍不超過相應臨界值的1/6,因此在實際測量過程中可忽略蜿蜒結構帶來的計數(shù).光探測單元與脈沖信號展寬結構的制備在相同厚度的Mo0.8Si0.2薄膜上進行.采用聚氫倍半硅氧烷(hydrogen silsesquioxane,HSQ)負膠進行電子束曝光,在顯影過程中,為防止窄納米線出現(xiàn)漂移現(xiàn)象,本實驗在窄納米線上增加了多個“十字”結構以達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“十字”結構之間間距為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計了優(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構通過反應離子刻蝕轉移到Mo0.8Si0.2薄膜上,采用SF6作為刻蝕氣體,標準狀況下氣壓流量為40 mL/min,采用CHF3作為鈍化氣體,標準狀況下氣體流量為20 mL/min,在4 Pa 氣壓、80 W 功率的環(huán)境下刻蝕32 s,最終得到目標器件結構.圖4(d)為實際制備得到的核心光探測單元的局部SEM 圖,與設計結構保持一致,窄納米線的測量寬度為30 nm.

實驗分別測量了SNSPD 在6.0 μm 和10.2 μm兩個波長上的量子效率,圖5 為實驗中采用的紅外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 ℃,最大輻射功率可達到毫瓦量級.光源產(chǎn)生的紅外信號通過一段長度可調的光學套筒后形成的光斑尺寸增大,可降低器件光耦合的難度.可調中性密度衰減器用于調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 光學窗口進入到稀釋制冷機內部,再經(jīng)過一級光密度Od=3 的固定衰減器后,最終到達SNSPD 的光敏面上.實驗中,采用一個已串聯(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化為一個電脈沖信號,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)進行放大,并由計數(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套筒、可調中性密度衰減器、窄帶濾波片、稀釋制冷機的ZnSe 光學窗口以及制冷機內部的固定衰減器(光密度Od=3),最終覆蓋SNSPD 的光敏面.SNSPD 吸收單光子并將其轉化為一個電脈沖信號,電脈沖信號通過外部電路進行放大并讀出,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 器件測量結果

在50 mK 的溫度下,實驗首先測量了SNSPD對6.0 μm 波長的光探測結果,如圖6 所示.量子效率ηi通常定義為探測器吸收一個光子對應產(chǎn)生一個可探測電脈沖信號的概率,當一個光子對應一個電脈沖信號時,可認為探測器的量子效率達到飽和.在SNSPD 探測技術中,定義ηi=Pc/Ps,其中Pc為探測器的光子計數(shù)率,而Ps表示光子計數(shù)率達到飽和(不再隨偏置電流的變化而變化)狀態(tài)下的結果.實驗中,Pc=CR–Bc,CR為探測系統(tǒng)產(chǎn)生的總的計數(shù)率,包含了光子計數(shù)率以及背景計數(shù)率Bc.

圖6 SNSPD 在6.0 μm 波長上的量子效率ηi 以及背景輻射計數(shù)Bc 隨歸一化偏置電流IB/ISW 的變化關系,紅色曲線表示Fano 漲落理論對實驗結果的擬合,實際測到的最大量子效率可達到完全飽和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.

實驗中首先測量了Bc的大小.測量方法如下:關閉光源并將稀釋制冷機的窗口做電磁屏蔽,進而掃描得到Bc隨偏置電流IB的變化關系.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數(shù)率占據(jù)了主要部分,而器件的本征暗計數(shù)較少,這是因為受磁渦旋運動的影響,本征暗計數(shù)隨IB的增加往往呈現(xiàn)出指數(shù)上升的趨勢[24].當IB接近臨界轉變電流ISW時,器件的Bc并沒有明顯的激增,推測可能是因為在mK 量級低溫下,磁渦旋的運動受到了抑制.

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,使得單位時間內實際到達SNSPD 光敏面上的光子數(shù)較少,因而SNSPD 的飽和光子計數(shù)率Ps僅達到103counts/s量級,與背景輻射計數(shù)率Bc相當.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下實際獲得的Pc在逐漸達到飽和的過程中也出現(xiàn)了漲落.根據(jù)Kozorezov 等[25]的研究結果,Fano漲落現(xiàn)象將導致納米線上光響應過程中傳遞給準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之間存在以下關系:

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

當SNSPD 的探測波長增大到10.2 μm 時,再次測量ηi隨偏置電流的變化關系.當歸一化偏置電流IB/ISW超過0.7 以后,SNSPD 的光子計數(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.進一步,基于ηi=Pc/Ps關系可知ηi隨歸一化偏置電流的變化關系,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 漲落理論對實驗結果的擬合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.

從實驗結果可得當IB/ISW=0.9 時,ηi達到53%.研究發(fā)現(xiàn),在實驗中由于電路出現(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 漲落理論可以預測,IB/ISW=1 時,ηi可達到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,從而在光響應測量中提高IB的偏置上限.

綜上,本文從實驗的角度對無序增大SNSPD探測截止波長λc的理論預測進行了論證.通過增大薄膜方塊電阻Rs,λc已從前期低于5 μm 的基礎上增大到了6 μm,同時在10.2 μm 的波長上也展現(xiàn)了ηi可達92%的探測潛力.由此可預測在超導能隙以及器件結構尺寸調控之外,無序調控將有可能成為研制高性能中長波紅外SNSPD 的另一有效技術方案.而對于如何實現(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]、薄膜組分比例調控[28]以及離子注入[29]等.如何尋找可行且最優(yōu)的技術方法,是一個亟待解決的難題.

4 結論

本文從無序出發(fā)提出了增大SNSPD 探測截止波長λc的技術方法,并進一步討論了無序以及尺寸變化對λc的影響.研究表明,超導薄膜方塊電阻Rs的增大將同步增大λc,尤其當納米線寬w較小時,λc的增大速率更快.如在IB/=0.9,w=30 nm 且Rs>380 Ω/square 時,λc>10 μm.在實驗方面,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達到53%,當排除超流壓縮的影響時,ηi理論上最高可達到92%.此外,如何平衡器件工作溫度、信噪比二者與λc之間的關系以及探索最優(yōu)的無序調控技術,是中長波紅外SNSPD 未來發(fā)展中需要解決的兩大難題.