FR3114645A1 - Détecteur à inductance cinétique - Google Patents
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Abstract
Détecteur à inductance cinétique (1) servant à détecter un signal électromagnétique (2) ayant une énergie minimale égale ou supérieure à l’énergie d’un seuil minimal de détection des photons constituant le signal électromagnétique (2), le capteur (1) comprenant au moins : un couche de matériau supraconducteur (4) destiné à être relié électriquement à un condensateur (10) reliant une ligne de transmission (5), la couche de matériau supraconducteur (4) recevant les signaux électromagnétiques (2), fonctionnant à une température T inférieure à sa température critique Tc, une couche de matériau semi-conducteur (6) en contact avec la couche de matériau supraconducteur (4), l’interface (7) entre la couche de matériau semi-conducteur (6) et la couche de matériau supraconducteur (4) formant une jonction supraconducteur/semi-conducteur qui permet de moduler le nombre de paires de Cooper (8) dans le capteur (1), une électrode métallique reliant électriquement la couche de matériau semi-conducteur (6) à un générateur de tension (3) ajustable. Figure 4
Description
DOMAINE DE L'INVENTION
La présente invention concerne un détecteur à inductance cinétique (en anglais MIKD pour « Microwave Kinetic Inductance Detector ») servant à détecter des signaux électromagnétiques (des photons par exemple) à haute fréquence.
ETAT DE LA TECHNIQUE
Les MKIDs sont des capteurs de type HFI (en anglais « High Frequency Instrument », instrument à haute fréquence) et sont des bolomètres conçus pour détecter des photons à basse énergie. Les capteurs sont conçus à partir de matériaux supraconducteurs. Leur usage actuel est destiné à la détection de photons de basse énergie, par exemple dans le domaine spatial ou astronomique, notamment le fond diffus cosmologique, ou de la sécurité des aéroports.
Réalisés en couches minces, ces capteurs bénéficient des technologies de fabrication en salle blanche dédiées à la microélectronique, avec l’exploitation des supraconducteurs. La supraconduction est essentielle afin d’avoir des paires de Cooper servant à la détection des photons dans l’espace.
Les techniques actuelles de MKID reposent sur une matrice de capteurs, dont chaque capteur est un oscillateur LC adapté à une bande de fréquences donnée dépendant de la géométrie du supraconducteur et de l’énergie cinétique des paires de Cooper.
La multiplication des capteurs est essentielle afin d’obtenir une couverture de la bande spectrale souhaitée, mais cette multiplication des capteurs est limitée par la surface disponible du MKID.
De plus, pour obtenir la couverture spectrale souhaitée, il faut construire sur la matrice plusieurs capteurs qui sont des oscillateurs LC avec des caractéristiques différentes pour détecter différentes bandes de fréquences, mais leur proximité sur le MKID crée des interférences entre eux qui empêchent l’acquisition de toute la couverture spectrale souhaitée.
De plus, cette matrice ne peut détecter que certaines gammes de fréquences, en fonction du nombre de capteurs qui compose le MKID, et des valeurs L et C de ces oscillateurs, ce qui rend la matrice couteuse et limitée dans sa couverture spectrale.
Un but de l’invention est de permettre la détection de signaux électromagnétiques de manière précise, avec une couverture spectrale souhaitée et une surface optimale.
A ces fins, il est proposé un détecteur à inductance cinétique servant à détecter un signal électromagnétique ayant une énergie minimale égale ou supérieure à l’énergie d’un seuil minimal de détection des photons constituant le signal électromagnétique, le seuil minimal de détection étant notamment situé dans la bande spectrale du micro-onde, et est modifiable par l’inductance cinétique du détecteur à inductance cinétique, dont la valeur est liée à sa taille et au nombre de paires de Cooper.
Le détecteur comprend au moins :
- une couche de matériau supraconducteur, destinée à être reliée électriquement à un condensateur faisant le lien avec une ligne de transmission, la couche de matériau supraconducteur recevant les signaux électromagnétiques et fonctionnant à une température inférieure à sa température critique Tc,
- une couche de matériau semi-conducteur, en contact avec la couche de matériau supraconducteur, l’interface entre la couche de matériau semi-conducteur et la couche de matériau supraconducteur formant une jonction supraconducteur/semi-conducteur qui permet de moduler le nombre de paires de Cooper dans le détecteur,
- une électrode métallique, reliant électriquement la couche de matériau semi-conducteur à un générateur de tension ajustable et étant destiné à appliquer une tension Vg à la couche de matériau semi-conducteur, pour créer un effet de champ électrique, modifiant le nombre de porteurs libres du semi-conducteur à proximité de l’interface supraconducteur/semi-conducteur, qui modifie le nombre de paires de Cooper dans l’interface, modifiant l’inductance cinétique du détecteur et modulant ainsi le seuil minimal de détection des photons, le détecteur permettant de détecter une gamme d’énergie (ou une gamme de fréquence) du signal électromagnétique différente de celle détectée hors tension Vg, le détecteur étant dit modulable en énergie (et donc en fréquence).
Les détecteurs proposés peuvent avantageusement détecter plusieurs gammes de fréquences en un même point (pixel), par une variation de la tension, et donc éliminer la multitude d'oscillateurs LC utilisée dans l’état de l’art, et gagner en précision.
Les capteurs proposés se distinguent des MKID de l’état de la technique qui ne sont pas modulables et qui sont constitués de plusieurs oscillateurs LC qui ne peuvent détecter qu'une gamme de fréquences fixe chacun (déterminée par leur géométrie, leur composition et leur structure), et donc un type de photon d'une certaine énergie.
Avantageusement, l’épaisseur de la couche de la couche de matériau supraconducteur est comprise entre 20 nm et 2000 nm.
Avantageusement, l’épaisseur de la couche du semi-conducteur est comprise entre 20 nm et 2000 nm.
En d’autres termes, l’invention proposée permet de s’affranchir de la multiplication des détecteurs, en disposant d’un seul détecteur (ou plusieurs fois le même détecteur) rendu ajustable en fréquence par l’ajout d’une couche semi-conductrice, qui pilotée en tension permet de faire varier la population de porteurs à l’interface supraconductrice/semiconductrice.
Cette modification induit une modification du comportement du supraconducteur par « effet de proximité ».
La modification de la concentration en porteurs dans une zone est nommée zone de charge d’espace. Cette modification est pilotée par une tension de polarisation du semiconducteur, qui conduit à l’établissement d’un champ électrique interne, par effet de champ.
DESCRIPTION DES FIGURES
D’autres objectifs, caractéristiques et avantages de l’invention ressortiront de la description détaillée qui suit, en référence aux dessins donnés à titre illustratif et non limitatif parmi lesquels :
DESCRIPTION DETAILLEE DE L'INVENTION
L’invention concerne un détecteur à inductance cinétique 1 et un dispositif comprenant plusieurs détecteurs MKIDs 1, utilisés pour détecter un signal électromagnétique 2 ayant une énergie minimale égale ou supérieure à l’énergie d’un seuil minimal de détection des photons constituant le signal électromagnétique 2, le seuil minimal de détection étant notamment situé dans la bande spectrale du micro-onde.
Le détecteur peut détecter des bandes spectrales qui se situent dans le micro-onde et dans le Térahertz (par exemple des bandes spectrales situées entre 1 GHz et 4000 GHz), les bandes spectrales se situent entre l’infrarouge et les ondes de radio, la longueur d’onde pouvant aller de 300 mm à 0,01 mm et l’énergie pouvant aller de 4 µeV à 4 meV.
Avantageusement, le détecteur à inductance cinétique 1 est configuré pour que le seuil minimal de détection soit dans le Térahertz.
Le détecteur à inductance cinétique 1 peut être de taille micrométrique. Il peut avoir une longueur, une largeur et une épaisseur comprises entre 50 µm et 100 µm.
Le dispositif présente :
- un support,
- plusieurs détecteurs 1 à inductance cinétique, séparés sur le support,
- une électrode et un générateur de tension 3 pour tous les détecteurs 1, ou une électrode et un générateur de tension 3 pour chaque détecteur 1.
Le dispositif peut être de taille centimétrique.
Il peut avoir une longueur comprise entre 1 cm et 5 cm, une largeur comprise entre 1 cm et 5 cm et une épaisseur comprise entre 1 cm et 2 cm.
Par exemple, le dispositif peut être utilisé dans l’un de ces domaines :
- mesure du fond diffus cosmique,
- application militaire,
- application télécommunication.
Avantageusement, le support est adapté à son domaine d’exploitation et ne crée pas d’interférence avec les détecteurs MKIDs 1.
Le détecteur à inductance cinétique 1 comprend au moins :
- une couche de matériau supraconducteur 4, destinée à être reliée électriquement à un condensateur 10 faisant le lien avec une ligne de transmission 5, la couche de matériau supraconducteur 4 recevant les signaux électromagnétiques 2 et fonctionnant à une température inférieure à sa température critique Tc,
- une couche de semi-conducteur 6, en contact avec la couche de matériau supraconducteur 4, l’interface 7 entre le semi-conducteur 6 et la couche de matériau supraconducteur 4 formant une jonction supraconducteur/semi-conducteur qui permet de moduler le nombre de paires de Cooper 8 dans le détecteur 1,
- une électrode métallique, reliant électriquement la couche de matériau semi-conducteur 6 au générateur de tension 3, le générateur de tension 3 étant ajustable et étant destiné à appliquer une tension Vg à la couche de matériau semi-conducteur 6, pour créer un effet de champ électrique, modifiant le nombre de porteurs libres 9 de la couche de matériau semi-conducteur 6 à proximité de l’interface 7 supraconducteur/semi-conducteur, qui modifie le nombre de paires de Cooper 8 dans l’interface 7, modifiant l’inductance cinétique du détecteur 1 et modulant ainsi le seuil minimal de détection des photons, le détecteur 1 permettant de détecter une gamme d’énergie du signal électromagnétique 2 différente de celle détectée hors tension Vg, le détecteur étant dit modulable en énergie.
Une couche de matériau supraconducteur 4 désigne un matériau possédant une résistance électrique nulle en dessous d’une température Tc, dite température critique. Les paires de Cooper 8 désignent une paire de deux électrons, ayant un lien leur permettant de se déplacer dans la couche de matériau supraconducteur 4 sans résistance. Leur énergie de liaison étant faible, les paires de Cooper 8 peuvent être brisées par un signal électromagnétique 2.
L’inductance est une grandeur physique prenant en compte l’énergie cinétique des porteurs de charges 9. L’inductance est inversement proportionnelle au nombre d’électrons dans un état normal dans le supraconducteur 4, c’est-à-dire que l’inductance est inversement proportionnelle au nombre d’électrons qui ne sont pas en paires de Cooper 8 et qui sont dits « porteurs libres 9 ».
L’inductance suit cette formule :
où «m e »est la masse de l'électron, «n s » le nombre d'électrons dans un état normal dits « porteurs libres », «e »la charge de l'électron et« l »l'épaisseur du supraconducteur 4.
Avantageusement, l’épaisseur de la couche de matériau supraconducteur 4 est inférieure ou égale à la longueur de cohérence ξsdes paires de Cooper 8 de la couche de matériau supraconducteur 4.
La longueur de cohérence suit cette formule :
T0étant la température pour laquelle le matériau possède des propriétés de supraconduction, T étant la température de fonctionnement du détecteur et la longueur de cohérence fondamentale.
La longueur de cohérence fondamentale correspond à la longueur de cohérence des paires de Cooper 8 quand la température est égale à 0 K.
L’épaisseur de la couche de la couche de matériau supraconducteur 4 peut être comprise entre 20 nm et 2000 nm.
La couche de matériau supraconducteur 4 peut avoir une forme de serpentin ou de spirale.
Avantageusement, le matériau supraconducteur 4 fonctionne de 0 à 100 Kelvin.
Avantageusement, le matériau supraconducteur 4 est de type I et/ou de type II.
Avantageusement, le matériau supraconducteur 4 est choisi parmi la liste suivante : Sn, Al, Pb, Cd, Nb.
Les porteurs libres 9 désignent les électrons libres du semi-conducteur 6.
Avantageusement, l’épaisseur de la couche du semi-conducteur 6 est supérieure ou égale à la longueur de cohérence ξ des paires de Cooper 8 à l’interface 7 supraconducteur/semi-conducteur.
La longueur de cohérence suit cette formule :
T0étant la température pour laquelle le matériau possède des propriétés de supraconduction, et T étant la température du système et la longueur de cohérence fondamentale.
L’épaisseur de la couche du semi-conducteur 6 peut être comprise entre 20 nm et 2000 nm.
Avantageusement, le semi-conducteur 6 est choisi pour avoir des porteurs libres 9 aux températures de fonctionnement du supraconducteur 4.
Le semi-conducteur 6 peut être choisi pour avoir des porteurs libres 9 à basse température, c’est-à-dire, avantageusement, inférieur à 20 K.
Avantageusement, le semi-conducteur est choisi entre InAs et InSB.
Le semi-conducteur 6 peut avoir un dopage permettant la modulation du nombre total de paires de Cooper 8 à l’interface 7 supraconducteur/semi-conducteur et donc le nombre de paires de Cooper 8 servant à la détection du signal électromagnétique 2.
La ligne de transmission 5
Avantageusement, la ligne de transmission 5 est connectée au condensateur 10, permettant la lecture de l’information obtenue lors de la perturbation au sein du supraconducteur 4.
Le condensateur 10
Avantageusement, le condensateur 10 se situe entre la couche de matériau supraconducteur 4 et la ligne de transmission 5.
Le condensateur peut être du même matériau que le supraconducteur 4.
Avantageusement, l’ordre de grandeur du condensateur est dans le micromètre.
Avantageusement, le condensateur 10 possède une forme choisit parmi cette liste : plaque, serpentin, peigne, spirale.
Le générateur de tension 3
Le générateur 3 fournit une tension Vg permettant de moduler le nombre de paires de Cooper 8 à l’interface 7 supraconducteur/semi-conducteur et donc le nombre de paires de Cooper 8 servant à la détection du signal électromagnétique 2.
Avantageusement, le générateur de tension 3 fournit une tension qui dépend de l’épaisseur de la couche, de la nature et du dopage du semi-conducteur 6.
Le générateur de tension 3 peut être une grille de tension.
La couche additionnelle
Dans un mode de réalisation du détecteur à inductance cinétique 1, il y a au moins une couche additionnelle intermédiaire située à l’interface 7 supraconducteur/semi-conducteur, entre le supraconducteur 4 et le semi-conducteur 6.
La couche additionnelle peut être semi-conductrice ou supraconductrice.
La valeur de la capacité du détecteur dépend des dimensions de la couche supraconducteur 4, de la couche semi-conductrice 6 et de l’éventuelle couche additionnelle.
Partie théorique
Les paires de Cooper 8
La supraconductivité désigne l'état de certains métaux refroidis en dessous d'une valeur de température, dite température critique. C’est un état dans lequel le courant électrique est conduit sans résistance. Cette propriété est due à une organisation particulière des électrons de conduction dans la matière : en effet, à très basse température, les électrons sont ordonnés et associés pour former des paires appelées paires de Cooper 8.
La notion de paires de Cooper 8 est à la base de la théorie BCS (du nom de ses auteurs Bardeen, Cooper, Schrieffer), une théorie qui explique le phénomène de la supraconductivité. Les résultats de cette théorie sont d'une importance fondamentale lorsqu'on considère les paires de Cooper 8 comme des particules, bosons et électrons comme des quasi-particules. En conséquence, selon le principe d'exclusion de Pauli, ces paires de particules de Cooper 8 peuvent se retrouver dans le même état quantique, ce qui n'est pas possible avec des électrons "normaux" qui sont des fermions. C'est grâce à cette propriété physique que les paires de Cooper 8 peuvent se condenser à basse température en le même état physique fondamental : ce condensat est appelé condensat Bose-Einstein.
Ce phénomène de condensation des paires de Cooper 8 explique le fait que les porteurs de charge, qui sont des paires de Cooper 8, se déplacent sans résistance électrique dans la couche de matériau supraconducteur 4. Pour aller plus loin, un résultat de la théorie BCS nous permet de décrire la fonction d'onde de paires de Cooper 8 comme une fonction d'onde macroscopique qui se déplace dans tout le volume du supraconducteur 4, ce qui implique que les paires de Cooper 8 sont relocalisées dans tout le matériau.
Les paires de Cooper 8 sont formées de quasi-particules, d’électrons, de moments opposés :
ψ 1≈ exp (i(kx−ωt)) etψ 2≈ exp (i(−kx−ωt))
Les paires de Cooper 8 sont une superposition de ces deux états. Les équations suivantes et la représentation graphique de la densité de probabilité des paires de Cooper 8 dans la figure 9 sont obtenues :
On peut observer que le processus de formation des paires de Cooper 8 s'accompagne d'un changement de la position des ions métalliques et donc d’une déformation cristallographique à l'intérieur du métal : la cohésion d'une paire de Cooper 8 est de nature phonique. Cette transition du passage de l'état normal d'un métal à un état supraconducteur ne modifie donc pas l'état de la matière elle-même : on parle d'une transition de phase de second ordre. En outre, selon la , la longueur des paires de Cooper 8 est innée. Cependant, nous savons que selon la théorie BCS, les paires de Cooper 8 n'ont pas une longueur innée mais ont une longueur ξ, qui sera détaillée dans la section suivante. Nous obtenons ainsi dans la une "photo" d'une paire de Cooper 8.
L'interaction qui lie deux électrons d'une paire de Cooper 8 est une liaison attractive relativement faible, de l'ordre de quelques meV. La théorie BCS dénote l'énergie de cette liaison selon l'équation suivante :
2∆ = 3.52k B T c
où Tc est la température critique, etk B la constante de Boltzmann.
Ainsi, s'il faut une énergie égale à 2∆ pour casser une paire de Cooper 8, une particule ayant cette énergie pourra interagir avec la matière supraconductrice. Cela est particulièrement vrai pour les photons de faible énergie, qui sont particulièrement intéressants à ce sujet puisqu'ils sont le type de particules que les astrophysiciens veulent détecter pour étudier le fond diffus cosmologique.
Deux longueurs importantes
La supraconductivité caractérise l'état dans lequel un métal se trouve en dessous d'une certaine température critique. Cette transition entre l'état "normal" du métal et son état supraconducteur lorsque la température diminue de façon continue est décrite comme une transition du second ordre au sens de l'Ehrenfest : le passage d'une phase à l'autre est continu, sans qu'elles soient en équilibre.
Ce que nous présentons dans ce document est valable en considérant une théorie perturbatrice. En effet, il a été démontré, de manière non perturbatrice, que si nous prenons un état quelconque de la partie normale (c'est-à-dire un vecteur dans l'espace hilbertien de la partie normale) et un état quelconque de la partie supraconductrice 4 (c'est-à-dire un vecteur dans l'espace hilbertien de la partie supraconductrice 4) et que nous faisons le produit scalaire entre eux, nous obtenons zéro. Cela signifie que les deux espaces ne sont pas connectés et qu'il n'y a, a priori, aucun lien théorique entre la partie normale et la partie supraconductrice 4. Cette singularité est due au fait que le phénomène de supraconductivité est dû à une transition de phase du second ordre ; en effet, la matière ne change pas d'état mais le comportement des électrons dans la matière supraconductrice 4 est complètement différent de leur comportement dans la matière "normale". C'est dans ce contexte que des considérations de perturbation ont été prises en compte, notamment un paramètre d'ordre qui sera nul pour un matériau non supraconducteur et non nul pour une couche de matériau supraconducteur.
Le modèle général des transitions de phase décrit par Landau est un raisonnement qui permet de décrire la transition d'une phase à une autre en étudiant le comportement du paramètre d'ordre, au voisinage du point de transition, dans le cas de transitions de phase de second ordre. Pour ce faire, il décrit un système d'étude par une expression de l'énergie libre dépendant de la température et du paramètre d'ordre choisi pour décrire le système donné. La minimisation de cette énergie libre, condition nécessaire à l'équilibre du système considéré, permet de décrire l'évolution du paramètre d'ordre en fonction de la température et donc de définir la transition d'une phase à l'autre. L.D. Landau et V.L. Ginzburg l'appliquent au cas des supraconducteurs en reniant ce modèle. Dans le cas de ce type de transition, le paramètre d'ordre Ψ est une fonction ondulatoire des électrons supraconducteurs et il est important de considérer l'influence d'un champ magnétique H dans l'expression de l'énergie libre donnée par Landau. En outre, la théorie de Ginzburg - Landau considère qu'au voisinage du point de transition, le paramètre d'ordre ne prend pas la même valeur en tout point de l'espace, mais fluctue autour d'une valeur moyenne. L'expression de l'énergie libre de Landau prend alors la forme de :
La minimisation de cette énergie libre permet d'obtenir les équations fondamentales de Ginzburg – Landau, qui décrivent le comportement du paramètre d'ordre Ψ autour du point de transition pour la première équation, et l'évolution du courant j pour la seconde équation :
À partir de ces deux équations, il est possible de définir deux longueurs caractéristiques de l'état supraconducteur : la longueur de cohérence ξ et la longueur de pénétration λ, également appelée longueur de London.
Longueur de cohérence ξ
Considérons tout d'abord l'équation de Ginzburg - Landau qui décrit le comportement du paramètre d'ordre au voisinage du point de transition.
Si l'on considère la situation où il n'y a ni courant ni champ magnétique, l'équation précédente devient, pour une dimension de l'espace :
Cette équation a deux solutions : Ψ= 0 qui correspond à l'état "normal" et Ψ= Ψ0qui correspond à l'état supraconducteur. Si l'on tient compte des contraintes externes, Ψ peut prendre des valeurs différentes de Ψ0et on obtient une solution plus générale avec l'équation :
avec :
Ici, ξ possède la dimension d'une longueur et représente la longueur de cohérence à la température T, c'est-à-dire la distance sur laquelle une paire de Cooper 8 s'étend comme prévu dans la partie précédente. Elle peut également être exprimée comme suit :
Longueur de pénétration λ
Considérons ensuite l'équation de Ginzburg - Landau qui décrit l'évolution du courant dans l'espace.
Si l'on considère la situation où un échantillon est soumis à un faible champ magnétique H, |Ψ|² peut être remplacé par sa valeur d'équilibre |Ψ0| en l'absence de champ magnétique et définie par :
Ψ0étant indépendant de la position, l'application de la rotation des deux côtés de l'équation actuelle donne une équation de type équation de London :
En combinant cette équation avec les équations de Maxwell, on trouve, pour un champ orienté parallèlement à la surface du métal, une solution de la forme :
où « e » est la charge d’un électron, « c » est la vitesse de la lumière, « me» est la masse de l’électron, « Ψ » est le paramètre d’ordre, T est la température de fonctionnement.
En plus de ces longueurs caractéristiques des supraconducteurs, le modèle de Ginzburg - Landau décrit donc la transition de l'état "normal" à l'état supraconducteur comme une transition de phase du second ordre. Par définition, cette transition est caractérisée par la présence de deux populations distinctes d'électrons : les électrons supraconducteurs, organisés en paires appelées paires de Cooper 8, et les électrons "normaux", dont la présence persiste autour du point de transition.
Réflexion d'Andreev : interface 7 semi-conducteur/supraconducteur
Dans cette section, nous examinerons le comportement des jonctions entre un supraconducteur et un métal ou un semi-conducteur normal. En effet, lorsqu'un supraconducteur est en contact avec un matériau normal, il "contamine" ce dernier, le rendant supraconducteur sur une petite longueur, de l'ordre du nanomètre, correspondant à la longueur de cohérence évoquée précédemment.
Lorsqu'une paire de Cooper 8 pénètre dans un métal normal, elle devient une paire d'électrons/trou et se propage de manière cohérente sur la longueur de cohérence. Inversement, lorsqu'un électron passe de la partie normale à la partie supraconductrice, il forme une paire de Cooper 8 et reforme un trou, comme sur la : c'est ce qu'on appelle la réflexion d'Andreev.
L'état de spin est très important dans la pensée d'Andreev. En effet, si tous les spins des électrons du matériau normal sont dans le même état de spin, ils ne peuvent pas former une paire de Cooper 8 dans le supraconducteur 4 (l'inverse n'est pas possible non plus : la paire de Cooper 8 ne peut pas entrer dans la partie normale car la transmission d'un électron est impossible). La catégorie de matériaux qui peut poser ce problème est celle des matériaux ferromagnétiques.
L'effet de proximité avec les semi-conducteurs 6 proposé dans la présente invention fonctionne de la même manière qu'avec un métal normal, mais la différence est qu'il est possible, grâce à une tension utilisée dans la présente invention, de contrôler le nombre de porteurs de charge à l'interface, et donc le nombre de paires de Cooper 8 injectées dans le supraconducteur 4 (ce qui n’est pas le cas avec le métal). Cela augmente le nombre d'électrons supraconducteurs dans le supraconducteur 4 et permet donc de manipuler un paramètre important du système : l'inductance cinétique.
Un autre graphique intéressant à regarder est le diagramme d'énergie de l'interface 7 semi-conducteur/supraconducteur de la . Dans la , nous avons d'abord dessiné les diagrammes d'énergie d’un supraconducteur, et d’un semi-conducteur de type N et P. Ainsi, nous pouvons observer que le niveau de vide (E0), de conduction (Ec), de valence (Ev) et de Fermi intrinsèque, se courbe. Dans le cas d'un semi-conducteur de type P, une zone d'inversion est créée à l'interface. Mais le cas le plus intéressant est le résultat de l'assemblage entre le supraconducteur et le semi-conducteur de type N : en effet, on peut voir qu'à l'interface, on a une zone d'accumulation. En d'autres termes, cela se comporte comme un métal 2D à l'interface 7 entre le semi-conducteur 6 et le supraconducteur 4. Ce comportement de métal 2D étant à l'interface 7, celui-ci est doublement spécial : nous pouvons manipuler la densité de charge à l'interface 7 grâce aux propriétés du semi-conducteur 6 qui peut également accueillir des paires de Cooper 8 par effet de proximité grâce au supraconducteur 4.
L’inductance cinétique
Dans un métal supraconducteur, les électrons, qui sont disposés en paires de Cooper 8, circulent à l'intérieur du matériau sans aucune résistance. Par conséquent, ils ne réagissent pas instantanément aux variations d'un courant électrique appliqué au circuit. Ce retard de réponse est appelé inductance cinétique. Ce phénomène d'inductance cinétique est également lié à une propriété des métaux supraconducteurs : en effet, le courant électrique dû à l'intérieur de ce type de matériau, appelé supra-courant, stocke l'énergie magnétique des porteurs supraconducteurs. Lorsqu'un photon frappe la surface du métal supraconducteur, il brise une paire de Cooper 8 qui libère de l'énergie magnétique, ce qui se traduit finalement par une augmentation de l'inductance cinétique.
Comme son nom l'indique, l'inductance cinétique est dérivée de l'énergie cinétique des électrons formant les paires de Cooper :
où « Lcin »est l’inductance cinétique.
Selon la théorie BCS, pour les supraconducteurs d'une épaisseur inférieure à la longueur de London, on obtient les équations suivantes :
où « me »est la masse des électrons, « ns »le nombre de porteurs de charge supraconducteurs, « e » la charge de l'électron et l'épaisseur du supraconducteur 4.
Cette dernière équation montre que lorsque les paires de Cooper 8 se rompent, c'est-à-dire lorsqu'il y a moins de porteurs de charges supraconductrices, l'inductance cinétique augmente. Cette modification de l'inductance cinétique induit un changement de la fréquence de résonance du système. C'est en détectant cette modification de la fréquence de résonance qu'un photon de faible énergie est détecté.
Une autre égalité intéressante pour l'inductance cinétique est la suivante :
où « ρn »est la résistivité du matériau lorsqu'il est à l'état "normal", « Δ » est le gap d’énergie nécessaire pour rompre les paires de Cooper 8 et « l » l'épaisseur du supraconducteur 4.
Cette égalité est très intéressante, car elle nous permet de calculer l'inductance cinétique avec des paramètres facilement mesurables en laboratoire tels que la résistivité du matériau, l'épaisseur et la température critique, Δ étant dépendant de la température critique.
Modèle à deux fluides
Un modèle simple pour décrire la supraconductivité est le modèle à deux fluides. Cela nous permettra d'établir un modèle électrique pour modéliser les MKIDs. Pour décrire la cinétique des électrons, nous nous plaçons dans le modèle de Drude, qui nous permet de considérer les électrons comme des particules classiques et tous les électrons comme un gaz parfait. Dans cette approche, nous considérons qu'il existe deux types d'électrons : les électrons dits "normaux" et ceux dits "supraconducteurs", donc un fluide normal et un fluide supraconducteur. Tout d'abord, nous déterminons le nombre total d'électrons dans l'échantillon supraconducteur. Ce nombre d'électrons est facilement obtenu avec la masse m de l'échantillon, la masse molaire M de l'élément chimique, le nombre d'Avogadro Naet le nombre d'électrons dans un atome de l'élément chimique Z. On obtient :
Pour déterminer le nombre d'électrons supraconducteurs dans notre échantillon, nous utilisons la formule empirique suivante :
où T est la température de l'échantillon, Tc est la température critique de l'échantillon et ns(0) est le nombre d'électrons supraconducteurs dans notre échantillon à T = 0 K.
On peut ainsi déduire le nombre d'électrons normaux dans l'échantillon qui est :
La montre l'évolution de la population d'électrons supraconducteurs en fonction de température pour une température critique de 4 K.
Il faut noter que lorsque la température critique est atteinte, le matériau n'est plus supraconducteur, car il n'y a plus d'électrons supraconducteurs : les électrons ne sont donc plus disposés en paires de Cooper.
Comme nous avons deux fluides, on peut considérer que ces deux fluides peuvent être modélisés par deux composants en parallèle : un pour le fluide normal et l'autre pour le fluide supraconducteur, comme le montre la .
En calculant les densités de courant Jset Jn, nous pouvons accéder à l'impédance de la composante supraconductrice et de la composante normale et ainsi déterminer ces composantes pour la simulation. Pour ce faire, nous devons établir les équations de mouvement de la partie supraconductrice et de la partie normale.
Pour le fluide supraconducteur, les électrons se déplacent sans résistance dans le matériau. Nous pouvons donc considérer l'équation suivante sans terme dissipatif :
où « me» est la masse de l'électron, la vitesse moyenne d'un électron en état alterné dans l'fluide supraconducteur, « e » la charge de l'électron et le champ électrique incident qui, dans notre cas, provient de photons de faible énergie.
La résolution de cette équation différentielle du premier ordre nous permet de trouver la vitesse moyenne d'un électron en état d'alternance dans le fluide supraconducteur :
Grâce à la vitesse, nous pouvons maintenant, à partir de la loi d'Ohm, calculer la densité de courant Jspour le fluide supraconducteur. L'avantage de ce calcul est qu'il nous permet d'établir la conductivité du composant supposé et donc de déterminer avec quel composant nous pouvons modéliser le fluide supraconducteur. Nous appliquons la loi d'Ohm :
On en déduit donc :
La conductivité que nous obtenons est purement imaginaire et se situe en . La conductivité étant proportionnelle à l'admittance, on peut en déduire que l'impédance de la composante que l'on recherche est proportionnelle à : la composante correspondant à cette caractéristique.
Pour un fluide normal, les électrons se déplacent avec la résistance du matériau. On peut donc considérer l'équation suivante avec un terme dissipatif :
où « me »est la masse de l'électron, la vitesse moyenne d'un électron en mode alterné dans le fluide normal, « e » la charge de l'électron, « τ »la moyenne du libre parcours des électrons dans le fluide normal et le champ électrique incident qui est également dérivé des photons de faible énergie. La résolution de cette équation différentielle du premier ordre nous permet de trouver la vitesse moyenne d'un électron en mode alternatif dans le fluide normal :
Grâce à la vitesse, nous pouvons maintenant, à partir de la loi d'Ohm, calculer la densité de courant Jspour le fluide normal. Avant d'utiliser la loi d'Ohm, étudions le résultat de la vitesse que nous avons obtenue, pour simplifier l'expression avec des considérations physiques. L'onde électromagnétique 2 incidente étant dérivée de photons de faible énergie de l'ordre de quelques meV, la fréquence associée à cette onde est de l'ordre du GHz, donc f ~109Hz. « ω » étant inversement proportionnelle à f, nous avons ω = 10-9s ce qui nous permet de considérer que (τ étant également inférieur à 1).
On obtient donc l'équation de vitesse simplifiée suivante :
Comme pour les fluides supraconducteurs, la loi d'Ohm s'applique aux fluides normaux :
Nous en déduisons donc :
La conductivité que nous obtenons est purement réelle. Une conductivité réelle est associée à un composant électrique dissipatif : on en déduit que le composant représentant le fluide normal est une résistance. Enfin, nous avons la modélisation électrique, dans la , d'un supraconducteur. Nous pouvons ensuite utiliser cette modélisation sur SPICE (Simulation Program with Integrated Circuit Emphasis) pour simuler le comportement du MKID.
En outre, il est intéressant d'étudier le résultat de la densité totale de courant en remplaçant nspar sa formule selon ns(0) et Tc :
On constate que lorsque T ≥Tc, la partie fluide supraconductrice n'existe plus : on revient donc à un comportement normal du matériau, qui est conforme aux observations expérimentales et au résultat obtenu dans la .
La matrice de diffusion du système
Dans cette partie, nous déterminerons la matrice de diffusion de l'interface normale métal-supraconducteur qui est équivalente à l'interface 7 supraconducteur-semiconducteur. Pour ce faire, nous utiliserons la matrice Bogolyubov-Gennes pour aboutir à la matrice de diffusion associée à l'interface normale supraconductrice.
La matrice de Bogolyubov-de Gennes
La matrice Bogolyubov-de Gennes est sous cette forme :
Où et . H0est l'hamiltonien de l'électron contenant le potentiel électrostatique V et le potentiel vectoriel . En outre, ∈ l'énergie des porteurs de charge est mesurée par rapport à l'énergie Fermi EF. Δ est une fonction de marche qui est nulle dans la partie normale et vaut dans la partie supraconductrice. De plus, cette énergie représente l'énergie correspondante des paires de Cooper 8 dans la partie supraconductrice 4. Le système, que nous étudions est composé d'un métal normal et d'un métal supraconducteur, comme le montre la .
Dans la section suivante, nous décrirons comment le transport des porteurs de charge est effectué à l'interface 7 du supraconducteur 4 et du métal normal à travers la matrice de diffusion associée à l'interface.
Système : N
1
, N
2
, S
Pour construire la matrice de diffusion, nous devons localiser la zone de diffusion dans laquelle nous pouvons calculer les coefficients de transmission, de réflexion et de conductance. Étant donné qu'une matrice de diffusion n'a de sens que dans un système diffusif, nous considérons simplement deux parties dans un métal normal : une première partie qui n'est pas en contact avec le supraconducteur et une seconde partie qui est en contact avec le supraconducteur et qui sera donc affectée par lui ( ). L'espace entre les deux sera donc la zone diffusive, qui sera décrite par la matrice de diffusion. Nous pouvons faire cette simulation de deux régions dans la partie normale, dans la limite où le chemin libre moyen des porteurs de charge dans le supraconducteur est grand par rapport à la longueur de cohérence, qui est la longueur caractéristique de la variation de la densité des porteurs de charge supraconducteurs.
Dans ce document, nous considérons un champ magnétique B dans la direction de z. Vous pouvez choisir une jauge pour le potentiel vectoriel ; =0 dans le N2et S et Ax= Ay= 0 ; Ay= A1= constante, dans la partie N1. On rappelle aussi que Δ=0 dans la partie normale. Nous allons d'abord calculer les fonctions d'onde des porteurs de charge, c'est-à-dire des électrons et des trous, dans les parties normales N1 et N2.
Calcul des fonctions d'onde dans N
1
et N
2
Dans la partie précédente, nous avons défini les conditions physiques dans chaque partie du système. Cette partie étant computationnelle, seuls les résultats seront donnés.
Région N
2
:
Dans cette partie, nous avons Δ= 0 et = 0. Nous prenons les équations de Bogolyubov-de Gennes (1) et nous résolvons les équations différentielles pour trouver un jeu de fonctions d'ondes : une première partie décrivant les électrons (electron) et une autre partie décrivant les trous (hole) (2).
Région N
1
:
Dans cette partie, nous avons Δ = 0 et = A1 . De même, nous utilisons les équations de Bogolyubov-Gennes (1) et nous résolvons les équations différentielles pour trouver un autre ensemble de fonctions d'onde : une première partie décrivant les électrons (electron) et une autre partie décrivant les trous (hole) (3).
Pour les deux régions, nous avons :
Dans la section suivante, nous utiliserons les coefficients de la fonction d'onde que nous avons trouvés ci-dessus pour former la matrice de diffusion associée à l'interface supraconductrice normale.
Matrice de diffusion du système N
1
, N
2
, S
Tout d'abord, identifions les coefficients des vagues entrantes et sortantes :
Avec ces coefficients, nous pouvons maintenant construire les deux vecteurs qui seront liés par la matrice de diffusion :
L'équation de la matrice de diffusion est présentée comme l'équation (7). Notez que la diagonale inverse de SNest égale à zéro. Ceci est dû au fait que dans la partie normale, les électrons et les trous ne sont pas couplés.
Avant de poursuivre le développement de la matrice, nous devons nous demander dans quelle configuration énergétique nous sommes pour avoir une réflexion Andreev entre le métal normal et le métal supraconducteur. Il a été démontré que la réflexion d'Andreïev a lieu lorsque . En outre, nous sommes dans la limite de ; cette approximation est appelée l'approximation d'Andreev. Dans ces conditions, il n'y a pas de mode de propagation dans le supraconducteur. Nous pouvons définir une sous-matrice de diffusion dans la région N2: cette sous-matrice de diffusion peut être interprétée comme la matrice de diffusion de la section d'Andreev entre la région N2et S. Cette sous-matrice relie le vecteur et le vecteur . Cela a été possible en reliant les fonctions des vagues de la région N2aux fonctions de la région S. Les relations suivantes sont obtenues :
Nous pouvons faire deux observations sur ces résultats. La première est que nous pouvons observer un déphasage de . Ce décalage est dû au fait que la fonction d'onde du porteur de charge arrivant de la région N2entre dans le supraconducteur. La deuxième observation est le décalage positif ou négatif de iϕ : en effet, nous avons iϕ lorsque l'on passe d'un trou à un électron et -iϕ lorsque l'on passe d'un électron à un trou ( ).
Après avoir mis en place cet environnement énergétique, nous pouvons poursuivre le développement de la matrice de diffusion totale de notre système et surtout faire des simplifications importantes.
Matrice de diffusion finale
Nous avons les relations suivantes :
Selon l’équation (9), on remplace et , après quelques calculs algébriques pour obtenir une matrice de diffusion finale 4x4 :
Avec
Grâce à cette matrice de diffusion, nous pouvons déterminer la conductance de l'interface 7 semi-conducteur/supraconducteur en utilisant les formules de Landauer.
Nous obtenons :
Description et fonctionnement
Vers un circuit électrique
Les MKIDs (Microwave Kinetic Inductance Detector) sont des détecteurs de photons à faible énergie conçus à partir de matériaux supraconducteurs et dont le fonctionnement est soumis aux règles de physique décrites dans le chapitre précédent.
Ces détecteurs sont soumis au phénomène d'inductance cinétique : dans les matériaux supraconducteurs utilisés pour produire ces détecteurs, les électrons de conduction se déplacent sans résistance électrique ; ainsi, ils ne répondent pas instantanément aux variations d'un champ électrique appliqué au circuit, ce qui entraîne l'existence d'une inductance dite cinétique.
D'un point de vue électronique, un MKID est équivalent à une série de circuits résonants LC constitués d'une bobine L faite d'un métal supraconducteur et d'un condensateur, ou capacité C, également en supraconducteur, la capacité permettant d'obtenir un circuit résonant. Chacun de ces oscillateurs LC représente donc un détecteur de photons d'une fréquence donnée ( ).
Lorsqu'un photon d'énergie incident frappe la surface du détecteur supraconducteur, il est absorbé par le métal et lui transfère son énergie : si l'énergie du photon considéré est suffisante, c'est-à-dire supérieure à l'énergie correspondante des électrons supraconducteurs en paires de Cooper, l'absorption de ce photon provoque la rupture des paires d'électrons supraconducteurs en quasi-particules avec le comportement des électrons "normaux".
L'augmentation de la densité de ces quasi-particules, et donc la diminution de l'énergie des paires d'électrons densité des paires de Cooper, entraîne une augmentation de l'inductance cinétique du système, proportionnelle à la résistance au passage du courant. En effet, la perte de paires de Cooper au profit d'électrons "normaux" ajoute au passage du courant un caractère résistif dû à ces derniers porteurs de charge.
En d'autres termes, la fissuration des paires de Cooper 8 entraîne une augmentation de l'impédance de surface du supraconducteur 4, ainsi que de la résistance de surface entraînant une augmentation de l'impédance totale du circuit. Ces effets ont pour conséquence de modifier l'amplitude et la phase du signal transmis à travers le circuit et donc de signaler la détection d'un photon d'une fréquence donnée.
Sur le logiciel SPICE (en anglais « Simulation Program with Integrated Circuit Emphasis »), ce dispositif est simulé en ajoutant une résistance parallèle de la bobine, qui permettent toutes deux de modéliser le comportement du courant selon le modèle à deux fluides : les porteurs de charge supraconducteurs circuleraient dans la bobine tandis que les électrons normaux circuleraient dans une résistance classique ( ).
La réponse en fréquence de ce circuit peut également être simulée sur SPICE. Pour cela, la méthode de calcul de la diffusion a été utilisée. Selon cette méthode, notre système d'oscillateur LC est considéré comme un quadripôle décrit par la relation matricielle reliant les deux tensions d'entrée aux deux tensions de sortie par une matrice 2x2 correspondant à divers paramètres.
Dans notre cas, le paramètre d'intérêt est le paramètre S21, qui correspond à l'amplitude du signal mesuré. Nous obtenons alors un spectre ( ) constitué d'un ensemble de pics correspondant aux fréquences naturelles de chaque oscillateur LC constituant le circuit 1.
Lorsqu'un photon est capté par le MKIDs, le pic de fréquence naturelle correspondant sera décalé en modifiant l'amplitude et la phase du pic, signant ainsi la détection du photon.
L'invention proposée consiste à fabriquer un détecteur à inductance cinétique S 1 qui n'aurait plus une série d'oscillateurs différents mais un détecteur avec lequel la fréquence de détection des photons peut être modulée, grâce au contrôle d'une tension électrique. Un tel MKID 1 peut être basé sur le fonctionnement d'un MOSFET. En variante, un tel MKID 1 peut être basé sur le fonctionnement d'un FET, comme si nous avions une jonction PN, mais avec une interface 7 semi-conducteur/supraconducteur. Le contrôle de la fréquence de détection se fera également par une tension électrique telle qu'un transistor FET.
Diagramme et caractéristiques
Nous présentons tout d'abord le schéma du dispositif d'un MKID 1 modulable ( ). Un tel MKID permet la détection de photons de faible énergie avec des fréquences différentes au même endroit du capteur : la portée de détection est donc modulable. Pour rendre ce système possible, nous utilisons l'effet de proximité. En effet, un métal ou un semi-conducteur voit ses propriétés changer lorsqu'il entre en contact avec le supraconducteur 4 : sur une épaisseur de ξN, il acquiert les propriétés d'un supraconducteur. Nous pouvons manipuler les porteurs de charge avec le semi-conducteur 6, grâce à une tension de Vg, et donc contrôler les porteurs de charge qui sont à l'interface 7 du supraconducteur 4 et du semi-conducteur 6 : nous avons une jonction PN entre un semi-conducteur 6 et un supraconducteur 4.
Le contrôle des porteurs de charge à l'interface 7 permet de contrôler le nombre de porteurs de charge supraconducteurs, et donc l'inductance cinétique : en effet, comme mentionné ci-dessus, les propriétés supraconductrices s'étendent sur une longueur ξN≈ξS= ξ, la longueur de cohérence, qui représente la taille des paires de Cooper 8 mentionnées dans la partie théorique.
Si nous pouvons modifier l'inductance cinétique en changeant la population de porteurs de charge par une modification de la tension Vg, notre système peut faire varier sa fréquence de résonance et donc détecter des photons d'énergies différentes.
L'épaisseur de la couche supraconductrice 4 ne doit pas dépasser la longueur de cohérence ξ. En effet, comme les paires de Cooper 8 ont une longueur équivalente à ξ, nous pourrons traiter le nombre maximum de paires de Cooper avec une épaisseur de supraconducteur équivalente à ξ. La couche semi-conductrice 6 doit être plus grande que ξ pour tirer le meilleur parti des porteurs de charge supraconducteurs situés dans l'épaisseur ξ du semi-conducteur 6 par effet de proximité.
Les matériaux utilisés, pour le supraconducteur 4, sont par exemple le niobium et, pour le semi-conducteur 6, l'InAs ou l'InSB, en raison de leur compatibilité cristallographique. En outre, ces semi-conducteurs conservent bien leurs propriétés à basse température, c'est-à-dire en dessous de 9,8 K, qui est la température critique du niobium.
La simulation numérique vise à prédire le comportement du détecteur, ou d’un dispositif comprenant un ou plusieurs détecteurs. Pour ce faire, nous utilisons le logiciel de modélisation électrique QUCS (en anglais « Quite Universal Circuit Simulator »). Nous modélisons le circuit électronique comme dans la sur QUCS. Le dispositif est couplé à la ligne d'alimentation (représentée par les tensions V1 et V2 et les résistances R3 et R4) avec la capacité C1. Le supraconducteur 4 est représenté avec une résistance (R2) et une inductance (L1). Le semi-conducteur 6 est représenté par le condensateur C2 et les résistances R5 et R6. La résistance R5 est supérieure à R6 car elle représente le fait que, lorsque les électrons arrivent à l'interface 7, il est plus difficile de se déplacer.
La capacité de la jonction a été définie comme une jonction Schottky. La tension Vdest la tension manipulée pour modifier la fréquence de détection du système.
En d’autres termes, l’invention proposée permet de s’affranchir de la multiplication des détecteurs, en disposant d’un seul détecteur (ou plusieurs fois le même détecteur), rendu ajustable en fréquence par l’ajout d’une couche semi-conductrice, qui pilotée en tension permet de faire varier la population de porteurs à l’interface supraconductrice/semiconductrice.
Claims (17)
- Détecteur à inductance cinétique (1) servant à détecter un signal électromagnétique (2) ayant une énergie minimale égale ou supérieure à l’énergie d’un seuil minimal de détection des photons constituant le signal électromagnétique (2),
le détecteur (1) comprenant au moins :
- une couche de matériau supraconducteur (4), destinée à être reliée électriquement à un condensateur (10) faisant le lien avec une ligne de transmission (5), la couche de matériau supraconducteur (4) recevant les signaux électromagnétiques (2) et fonctionnant à une température inférieure à sa température critique Tc,
le détecteur étant caractérisé en ce qu’il comprend :
- une couche de matériau semi-conducteur (6), en contact avec la couche de matériau supraconducteur (4), l’interface (7) entre la couche de matériau semi-conducteur (6) et la couche de matériau supraconducteur (4) formant une jonction supraconducteur/semi-conducteur qui permet de moduler le nombre de paires de Cooper (8) dans le détecteur (1),
- une électrode métallique, reliant électriquement la couche de matériau semi-conducteur (6) à un générateur de tension (3), le générateur de tension (3) étant destiné à appliquer une tension Vg ajustable dans la couche de matériau semi-conducteur (6),
pour créer un effet de champ électrique, modifiant le nombre de porteurs libres (9) de la couche de matériau semi-conducteur (6) à proximité de l’interface (7) supraconducteur/semi-conducteur, qui modifie le nombre de paires de Cooper (8) dans l’interface (7), modifiant l’inductance cinétique du détecteur (1) et modulant ainsi le seuil minimal de détection des photons. - Détecteur à inductance cinétique (1) selon la revendication 1, dans lequel la tension Vg appliquée est fixe.
- Détecteur à inductance cinétique (1) selon l’une des revendications 1 ou 2, dans lequel :
- la couche de matériau supraconducteur (4) se présente sous la forme d’une couche dont l’épaisseur est inférieure ou égale à la longueur de cohérence ξ des paires de Cooper (8) de la couche de matériau supraconducteur (4),
- la couche de matériau semi-conducteur (6) se présente sous la forme d’une couche dont l’épaisseur est supérieure ou égale à la longueur de cohérence ξ des paires de Cooper (8) à l’interface (7) supraconducteur/semiconducteur,
- la longueur de cohérence suit cette formule :
où T est la température de fonctionnement du détecteur, T0correspond à la température critique de la couche de matériau supraconducteur (4) et - Détecteur à inductance cinétique (1) selon l’une quelconque des revendications 1 à 3, dans lequel la couche de matériau supraconducteur (4) se présente sous la forme d’une couche dont l’épaisseur est comprise entre 20 nm et 2000 nm.
- Détecteur à inductance cinétique (1) selon l’une quelconque des revendications 1 à 4, dans lequel la couche de matériau semi-conducteur (6) se présente sous la forme d’une couche dont l’épaisseur est comprise entre 20 nm et 2000 nm.
- Détecteur à inductance cinétique (1) selon l’une quelconque des revendications 1 à 5, dans lequel la couche de matériau supraconducteur (4) est un supraconducteur de type I.
- Détecteur à inductance cinétique (1) selon l’une quelconque des revendications 1 à 6, dans lequel la couche de matériau semi-conducteur (6) est choisie pour avoir des porteurs libres (9) aux températures de fonctionnement du supraconducteur (4).
- Détecteur à inductance cinétique (1) selon l’une quelconque des revendications 1 à 7, dans lequel la couche de matériau semi-conducteur (6) a des porteurs libres (9) à une température inférieure à 20 K.
- Détecteur à inductance cinétique (1) selon l’une des revendications 1 à 8, dans lequel la couche de matériau semi-conducteur (6) est choisi parmi la liste suivante : InAs, InSB.
- Détecteur à inductance cinétique (1) selon l’une quelconque des revendications 1 à 9, dans lequel le signal électromagnétique (2) possède une longueur de pénétration λ dans la couche de matériau supraconducteur (4),
la longueur de pénétration suit cette formule :
où « e » est la charge d’un électron, « c » est la vitesse de la lumière, « me» est la masse de l’électron, « Ψ0» est le paramètre d’ordre, T est la température de fonctionnement. - Détecteur à inductance cinétique (1) selon l’une quelconque des revendications 1 à 10, dans lequel la couche de matériau semi-conducteur (6) a un dopage donné qui, selon la tension Vg, permet de moduler le nombre de paires de Cooper (8) à l’interface (7) supraconducteur/semi-conducteur et donc le nombre de paires de Cooper (8) servant à la détection du signal électromagnétique (2).
- Détecteur à inductance cinétique (1) selon l’une quelconque des revendications 1 à 11, dans lequel au moins une couche additionnelle intermédiaire est située à l’interface (7) supraconducteur/semi-conducteur, entre le supraconducteur (4) et la couche de matériau semi-conducteur (6), la couche additionnelle est semi-conductrice ou supraconductrice.
- Détecteur à inductance cinétique (1) selon la revendication 12, dans lequel le détecteur présente différentes couches additionnelles.
- Détecteur à inductance cinétique (1) selon l’une quelconque des revendications 1 à 13, dans lequel le détecteur (1) est configuré pour que le seuil minimal de détection soit dans le Térahertz ou les micro-ondes.
- Détecteur à inductance cinétique (1) selon l’une quelconque des revendications 1 à 14, dans lequel le détecteur (1) a une longueur, une largeur et une épaisseur comprises entre 50 µm et 100 µm.
- Dispositif comprenant :
- un support ;
- plusieurs détecteurs à inductance cinétique, tels que définis selon l’une quelconque des revendications 1 à 15, séparés sur le support,
- une électrode et un générateur de tension (3) pour tous les détecteurs (1), ou une électrode et un générateur de tension (3) pour chaque détecteur (1). - Utilisation du dispositif selon la revendication 16 pour :
- mesurer le fond diffus cosmique,
- une application militaire, ou
- une application télécommunication.
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|---|---|---|---|
| FR2009960A FR3114645B1 (fr) | 2020-09-30 | 2020-09-30 | Détecteur à inductance cinétique |
Applications Claiming Priority (2)
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|---|---|---|---|
| FR2009960 | 2020-09-30 | ||
| FR2009960A FR3114645B1 (fr) | 2020-09-30 | 2020-09-30 | Détecteur à inductance cinétique |
Publications (2)
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|---|---|
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|---|---|---|---|
| FR2009960A Active FR3114645B1 (fr) | 2020-09-30 | 2020-09-30 | Détecteur à inductance cinétique |
Country Status (1)
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|---|---|
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-
2020
- 2020-09-30 FR FR2009960A patent/FR3114645B1/fr active Active
Non-Patent Citations (3)
| Title |
|---|
| EMMA MYKK\"ANEN ET AL: "Efficient thermionic operation and phonon isolation by a semiconductor-superconductor junction", ARXIV.ORG, CORNELL UNIVERSITY LIBRARY, 201 OLIN LIBRARY CORNELL UNIVERSITY ITHACA, NY 14853, 9 September 2018 (2018-09-09), XP081662451, DOI: 10.1126/SCIADV.AAX9191 * |
| HU JIE ET AL: "Proximity-Coupled Al/Au Bilayer Kinetic Inductance Detectors", JOURNAL OF LOW TEMPERATURE PHYSICS, PLENUM PRESS, NEW YORK, US, vol. 199, no. 1-2, 7 January 2020 (2020-01-07), pages 355 - 361, XP037089432, ISSN: 0022-2291, [retrieved on 20200107], DOI: 10.1007/S10909-019-02313-4 * |
| O'CONNOR E G P ET AL: "Energy-sensitive detectors for astronomy: Past, present and future", NEW ASTRONOMY REVIEWS, NORTH-HOLLAND, AMSTERDAM, NL, vol. 87, 1 December 2019 (2019-12-01), XP086360402, ISSN: 1387-6473, [retrieved on 20200227], DOI: 10.1016/J.NEWAR.2020.101526 * |
Also Published As
| Publication number | Publication date |
|---|---|
| FR3114645B1 (fr) | 2022-09-23 |
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