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。

據麥姆斯咨詢報道，南京大學電子科學與工程學院和超導電子學研究所的科研團隊在《物理學報》期刊上發(fā)表了以“5-10 μm波段超導單光子探測器設計與研制”為主題的文章。該文章第一作者為陳奇副研究員，通訊作者為張蠟寶教授，主要從事超導電子學、光電探測器件、單光子探測技術及其在激光雷達和激光通信等領域應用方面的研究工作。

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

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：

Mo?.?Si?.?薄膜超導相變溫度Tc?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Tbulkc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Tc?。根據前期的研究成果，可得具有不同寬度w的超導納米線的Tc與Tc?存在以下關系：

圖1 Mo?.?Si?.?薄膜的超導相變溫度Tc?與厚度倒數1/d的關系，紅色直線為Simonin模型的擬合結果

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 > 300Ω/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。

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IKLdep的影響，IKLdep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IKLdep為3 μA和10 μA時的計算結果

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Zhang等的研究結果，非晶超導薄膜的電子熱化時間τth與薄膜超導相變溫度Tc?之間存在關系：τth = αTc?–1.5，其中常數因子α = 515.74ps?K1.5。如圖3（a）所示，當SNSPD的最大偏置電流IB可達到0.9IKLdep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。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0.5IKLdep時，得到λc，Rs與w的關系（圖3（b））。

圖3 （a）當SNSPD的最大偏置電流IB可達到0.9IKLdep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0.5IKLdep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）

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IKLdep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IKLdep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。

實驗結果與討論

器件制備與測量

為了進一步提高器件的探測截止波長，我們適當增大Mo?.?Si?.?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 nm

圖4（b）為脈沖信號展寬結構的局部掃描電子顯微鏡（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。光探測單元與脈沖信號展寬結構的制備在相同厚度的Mo?.?Si?.?薄膜上進行。采用聚氫倍半硅氧烷（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漂移現象，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)域處不會出現超流壓縮的現象。電子束曝光得到的納米線結構通過反應離子刻蝕轉移到Mo?.?Si?.?薄膜上，采用SF?作為刻蝕氣體，標準狀況下氣壓流量為40 mL/min，采用CHF?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）用于輻射6.0 μm波長的光信號。采用量子級聯激光器輻射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?？烧{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。

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

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率，而Ps表示光子計數率達到飽和（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)產生的總的計數率，包含了光子計數率以及背景計數率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

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103 counts/s。由此表明，組成Bc的兩大因素中，由溫度為300 K的環(huán)境產生的紅外背景輻射計數率占據了主要部分，而器件的本征暗計數較少，這是因為受磁渦旋運動的影響，本征暗計數隨IB的增加往往呈現出指數上升的趨勢。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。

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的光子計數率Pc快速增加但未出現飽和，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[（I?–IB/ISW）/ΔI ]，增加Ps為擬合因子。經過最佳擬合后可以得到Ps = 5300 counts/s，I? = 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

綜上所述，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、層狀缺陷引入、薄膜組分比例調控以及離子注入等。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。

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/IKLdep = 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Mo?.?Si?.?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。

審核編輯：劉清