JP2009043787A - テラヘルツ帯電磁波発振装置及びその製造方法 - Google Patents

Abstract

【課題】小型軽量、高効率で連続発振が可能であり且つコヒーレントで周波数可変なＴＨｚ領域帯のその強度と発振周波数が可変の電磁波発振装置を提供する。
【解決手段】多重積層型ジョセフソン接合を有する層状超伝導体ＢＳＣＣＯの単結晶により形成され、電磁空洞共振を励起する。ここで、前記電磁空洞共振は、ファブリ・ペロー空洞共振であり、外部から磁場を印加する必要がない。また、前記ＢＳＣＣＯの単結晶は、ティピカル値として３００ｘ８０ｘ１μｍ^３のサイズを有し、０．６テラヘルツ帯域において、強度５０ｎｗ以上のコヒーレントな連続波の電磁波発振をすることが可能である。
【選択図】図２

Description

本発明は、高温超伝導体を用いてコヒーレントなテラヘルツ（１０^１２Ｈｚ）帯域の電磁波発振器に関し、特に、発振周波数を調整することが可能で高強度出力のテラヘルツ帯電磁波発振装置に関する。

テラヘルツ帯電磁波（例えば、０．１乃至数十ＴＨｚ、以下適宜「ＴＨｚ帯」という）は、現在利用されているギガヘルツ帯域の電磁波と比較して極めて高い透過性を有し、物体を精細に見ることができることから、近い将来、物理化学的な分光測定器、種々の分子、高分子、タンパク質などの同定、精緻なイメージング分野、医療及び診断装置、航空宇宙又は防衛分野、高速度通信等に幅広く利用される広範な応用分野を有する有望な周波数帯域である。この広範な応用性は、テラヘルツ帯電磁波の二つの特異的な性質から得られる。すなわち、広く様々な重要な化学的又は生物的物質の振動及び回転モードに対するテラヘルツ帯電磁波のスペクトラム特異性、及び、包装材料、衣類、プラスチック等を通過するテラヘルツ帯電磁波の浸透性である。そして、３０μｍから１ｍｍという波長範囲は、優れた空間解像度を持つ画像法を可能とする。

このため、その重要性から、ＴＨｚ帯の電磁波発振は、多くは半導体に高出力のフェムト秒（１／１０^１５）レベルのレーザ光を照射し、その強力な電場によって誘起される電流でパルス的な広帯域のＴＨｚ帯域波を発生させる光スイッチ法や、大電力レーザ光を非線形光学結晶に照射するパラメトリック法の他、自由電子レーザや放射光、フォトミキシングなど種々の方法が知られている。

また、この他のＴＨｚ領域の電磁波発振器の公知技術の例として、ＢＳＣＣＯ（ビスマス・ストロンチウム・カルシウム・銅酸化物：Ｂｉ₂Ｓｒ₂ＣａＣｕ₂Ｏ₈、Ｂｉ₂Ｓｒ₂Ｃａ₂Ｃｕ₃Ｏ₁₀）や、ＴＢＣＣＯ（タリウム・バリウム・カルシウム・銅酸化物：Ｔｌ₂Ｂａ₂Ｃａ₂Ｃｕ₃Ｏ₁₀）等の超伝導単結晶からなる超伝導層と絶縁層との固有ジョセフソン接合が直列に積層された積層ジョセフソン接合を有する超伝導単結晶素子を利用したＴＨｚ帯発振器が提案されている（例えば、特許文献１又は特許文献２を参照）。
特開２００６−２１０５８５号公報 特開２００５−２５１８６３号公報

しかしながら、これらの従来のＴＨｚ帯発振器は何れも、発振効率（入力エネルギに対するＴＨｚ帯電磁波出力の比）が非常に悪い（数％以下）にも拘らず、大掛かりな付帯装置を必要とするものであり、実用的ではなかった。

また、特許文献１又は特許文献２に記載されているように、従来からジョセフソン接合を利用したＴＨｚ帯の電磁波発振装置は幾つか提案されてはいるが、ここに開示された超伝導単結晶素子を用いたＴＨｚ帯発振器は、何れも超伝導素子の狭い素子幅に強力な磁界を印加しなければならず付帯装置として大掛かりな外部の磁場印加装置を設備する必要性があり、携帯不可能で且つ発振効率が１０％を超えるものを作るのは不可能であった。

このように、従来のＴＨｚ対電磁波発振装置は何れも、その付帯設備の大きさから携帯することが不可能で、低効率で変調することが困難であった。

本発明は、このような従来のＴＨｚ帯電磁波発振装置の種々の課題に鑑みてなされたものであり、小型軽量、高効率で連続発振が可能であり且つコヒーレントで周波数可変なＴＨｚ領域帯の電磁波発振装置（デバイス）を提供することを目的とするものである。さらに、高強度の発振電磁波を連続発振させると共にその強度が可変可能なＴＨｚ帯電磁波発振装置の提供を目的とする

このため、本発明は、多重積層型ジョセフソン接合を有する層状超伝導体ＢＳＣＣＯの単結晶により形成され、電磁空洞共振を励起することを特徴とするたテラヘルツ帯域電磁波発振装置を提供するものである。

ここで、前記電磁空洞共振は、ファブリ・ペロー空洞共振であり、外部から磁場を印加する必要がない。また、前記ＢＳＣＣＯの単結晶は、ティピカル値として３００ｘ８０ｘ１μｍ^３のサイズを有し、０．６テラヘルツ帯域において、強度５０ｎｗ以上のコヒーレントな連続波の電磁波発振をすることが可能である。

そして、前記ＢＳＣＣＯの単結晶における空洞サイズによって発振周波数が可変されるおとにより変調可能である。また、前記ＢＳＣＣＯの単結晶内に形成されたその一側面が他の側面よりも急な傾斜を持つ台形断面形状のメサの頂上部及び底部にアンテナ手段が形成されるのである。

本発明は、さらに、（ａ）ＢＳＣＣＯの単結晶を熱処理するステップと、（ｂ）前記単結晶をＣｕＯ_２平面に対して平行に切断し、清浄表面を露出させるステップと、（ｃ）前記清浄表面を、Ａｕフィルムでコーティングするステップと、（ｄ）フォトリソグラフにより、その一側面が他の側面よりも急な傾斜を持つ台形断面形状のメサと電気接点部を定めるステップと、（ｅ）前記フォトリソグラフにおいて使用したフォトレジストをマスクとして、Ａｒイオン照射による磨砕により前記ＢＳＣＣＯの周辺を除去することにより前記メサを形成するステップと、（ｆ）前記フォトレジストを除去し、前記結晶の下方部分にシャドーマスクを介して、ＣａＦ_２の絶縁層をコーティングするステップと、（ｇ）前記シャドーマスクを介してＡｕストリップを堆積させ、メサの頂上に電気接点を設けるステップと、の各ステップを有することを特徴とするテラヘルツ帯域電磁波発振装置の製造方法を提供するものである。

ここで、前記ステップ（ｃ）におけるＡｕフィルムの厚さのティピカル値は１００ｎｍ厚であり、前記ステップ（ｄ）にける前記メサの長さのティピカル値は、３００μｍである。また、前記ステップ（ｅ）における前記メサの高さのティピカル値は、１μｍであることを特徴とする。

このように、本発明は、３００ｘ８０ｘ１μｍ^３の典型的なサイズを有するＢＳＣＣＯ結晶における電磁空洞共振を励起することによって、接合部の、同期及び同相振動を確立し、それによって、遠隔ボロメーターでの測定により、０．６テラヘルツ帯において５０ｎＷ以上のコヒーレントな連続波の電磁波発生を可能にしたのである。

また、本発明に係るＴＨｚ帯電磁波発振装置は、ゼロ印加磁場で、最大５０Ｋ（絶対温度）の温度において動作する。利用可能な電力は、潜在能力として上記よりもはるかに大きい。なぜなら、最大２０μＷの電力が、観察されるテラヘルツ帯空洞共振に吸収されることを示す証拠があるからである。

そして、本発明に係るＴＨｚ帯電磁波発振装置においては、ＢＳＣＯＯ結晶のサイズ及び形を調整することによって、発射周波数及び電力レベルはさらに強化することが可能である。テラヘルツ周波数におけるコヒーレントな電磁波は、物理学、医学、及び生物学にまたがる非侵襲的検知、画像法、及び分光分析法にとって莫大な将来性を有するものである。

以下、本発明に係るテラヘルツ帯電磁波発振装置の詳細について説明する。

超伝導ジョセフソン接合部は、電圧に比例する周波数を持つ高周波の電磁場を形成するという基本的性質を持つが、この性質は、コヒーレントで、変調可能な高周波発振装置の製造を可能とする。この魅力的な可能性は、過去においても、人工のジョセフソン接合部の大型アレイを製造することによって広範に探索されてきた。

大きな問題は、アレイにおける全ての接合部を同期させ、同相で振動させることであるが、これは、例えば、それらを同じ電子共振回路に結合することによって実現することが可能である。ＢＳＣＯＯ（ビスマス・ストロンチウム・カルシウム・銅酸化物：Ｂｉ₂Ｓｒ₂ＣａＣｕ₂Ｏ₈、Ｂｉ₂Ｓｒ₂Ｃａ₂Ｃｕ₃Ｏ₁₀）における固有のジョセフソン効果によって、積層体の形で、すなわち、単結晶として成形した所謂メサの形で、極めて多数の、緊密に詰められた同一接合部から成る一次元アレイを簡単に製造することが可能である。

図１は、ＢＳＣＣＯのメサ部で見られた変調臨界電流における、計算による電流−電圧特性、及び電磁波発生電力を示す。図１に示すように、形態、電流変調、及び励起空洞モードが図１に示される。使用した超伝導及び形態パラメータは上段プロットに掲げる。図１において、λ_Ｃは、Ｃ−軸ロンドン侵入長、及びＪ_Lは、メサの主要部分におけるジョセフソン臨界電流である。

このような積層体における全ての接合部が、同じ周波数で、かつ、同相で振動するように強いた場合、合計電力が接合部の数の二乗の大きさで測られる、強力なコヒーレント電磁発射線が得られると考えられる。この同期は、接合部を、外部のマイクロ波空洞、または、メサ自身の共振モードに結びつけることによってさらに促進される。大面積メサ内部の電磁波は、ジョセフソン・プラスマモードとして伝播する。

このモードの面内速度は、面外波ベクトルに大きく依存し、最高速度は、同相モード（全ての接合部が同相で振動する）に一致し、最低速度は、隣接接合部が異相で振動する逆相モードに一致する。さらに全ての上記モードにおいて、メサの側面における多数の反射によって定在波パターン、及び、フィスケモードとして知られるファブリ・ペロー型空洞共振がもたらされる。

同相モードを除く全てにおいて、同じ表面では、平均電場は互いに打ち消し合うので、同相モードのみが検知可能な外部電磁波発生を生む。フィスケ共振を励起するために、ジョセフソン渦の移動格子がしばしば用いられる。しかしながら、渦同士の誘導相互作用にとっては三角形の渦格子構造が好都合であるが、この構造では、非電磁波発生性の逆相モードがもっぱら励起される。十分に狭いメサにおける側面作用、すなわち、高度駆動における動的作用によれば、同相モードを励起することが可能な方形対称を持つ渦格子の安定化が可能であろうという提案が為されたが、この提案の証明はまだ報告されていない。

本発明においては、ジョセフソン接合部に局在する交番電磁場を、コヒーレントな、偏向性高周波電磁波に効率的に変換することを可能とする手段を開示する。我々の対処法は、ファブリ・ペロー空洞モードに対する接合部における波の結合に基づく。これは、二つの作用を持つ。すなわち、
（ａ）多数のジョセフソン接合部が同期して同相モードで動作するようになり、これは、非相関性接合部に観察されるような一次的ではなく、接合部の数と共に二次的に増加する、利用可能な電磁波エネルギーをもたらす。
（ｂ）共振時、エネルギーは、同期モードに効率的に吸収され、空洞の品質係数に等しい係数だけ、その強度を強化する。この空洞の品質係数は、大きくすることが可能であり、かつ、最終的に、空洞における損失によってのみ制限されるだけである。

図１に示すように、本発明の方法では、空洞は、ＢＳＣＣＯメサそのものによって形成され、共振は、メサの幅Ｗが、ジョセフソンプラズマ波の半波長の整数倍に等しくなった時（Ｗ＝ｍλ／２）に起こる。

さらに、ゼロ印加磁場において前述の電磁波を励起するための手段を開示する。図１に示したものと同様のデバイスの基本的対称性の分析から、接合部に対して垂直に流れる均一な電流は、共振空洞モードを励起することができないことが示されている。従って、電磁波発生源としてジョセフソン接合部を使用することに関連する従来技術は、接合部に対して平行に印加される磁場における動作をもっぱら検討している。次に、所謂ジョセフソン渦が、超伝導層の間に進入して対称性を破壊し、フィスケ共振として知られる共振が励起される。

本発明においては、電流と電磁波モードの間に非均一的結合を形成することによって、対性を破り、ゼロ印加磁場における共振空洞モードの励起を可能とする。これは、例えば、下記の方法によって実現が可能であるが、ただしこれらに限定されない。
（ａ）ＢＳＣＣＯの組成の勾配は、メサの幅全体に渡って非均一臨界電流密度を誘発する。ＢＳＣＣＯの超伝導性（ＴＣ、Ｊ_Ｃ、．．．）は、その酸素含量に大きく依存する。従って、酸素雰囲気における調節的焼入れを用いることによって、一方の側面近傍では、反対の側面近傍よりも高くなる臨界電流密度を確立する。
（ｂ）例えば、矩形ではなく台形を持つ、メサの非対称断面は、複数の側面において、非対称電流及び非対称反射係数を誘発する。
（ｃ）非対称臨界電流分布はまた、メサの一側に対し、電子またはプロトンビームを照射することによって、または、イオンを注入することによって意図的に超伝導性を抑圧して確立することも可能である。

正確に同じ臨界電流変調を持つ同一層から構成される理想的メサの電磁波発生及び転送性質については、様々な変調プロフィールに関して真っ直ぐに評価することが可能である。このことを具体的に示すために、我々は、超伝導性が、辺縁近くの幅Ｄの狭い領域内に閉じ込められた場合を提示する。このような抑制は、製造工程の際に自発的に現れることがあるし、あるいは、照射または熱処理によって意図的に導入することも可能である。我々は、この領域における臨界電流はｒＪ_Ｊに等しいと仮定する。この式において、ｒ<１は抑制割合であり、Ｊ_Ｊは、メサの非擾乱臨界電流である（図１参照）。

このような変調は、均一振動を、メサ内部の基本モードと結合し、その結合強度は、積ｒＤに比例する。メサの長さＬは、発射される電磁波の波長よりも大きいか、少なくともほぼ等しくなければならない。メサ幅Ｗ及び準粒子導電性に依存する、典型的な高さＨが、１−１．５μｍよりも背が高いメサでは、電磁波発生損失はオーム損失を超える。この典型的高さよりも低いメサでは、共振における電磁波発生電力はＨ^２に比例して増加する。背の高いメサでは、最大合計電磁波発生電力は、高さに依存せず、Ｐ_ｍａｘ≒πＪ_Ｊ ^２（ｒＤ）^２Ｌ／ω［ＣＧＳ単位］として推定することが可能である。

図１は、代表的メサパラメータについて、共振近傍における、計算された電流−電圧特性及び、両側からの電磁波発生を示す。共振周波数を１テラヘルツ帯の近くに持ってくるために、メサ幅Ｗ＝４３μｍを選び、かつ、我々は、辺縁から２μｍの距離以内では、臨界電流は、我々が５０４Ａ／ｃｍ^２と仮定した全体電流値の半分と仮定する。これらのパラメータ及びその他のパラメータが、上段プロットに掲げられる。

ここで、選択されたメサパラメータでは、電力は３０μＷに達し、最大値における電力変換効率は約３％である。電磁波発生電力及び効率の両方とも、変調深度Ｄを増すことによってさらに増加させることが可能である。上記推定から、同じ超伝導パラメータ、最大変調深度ＤがＷ／２、Ｌが３００μｍにおいて、到達可能な電磁波発生電力は約２ｍＷとなることが示唆される。実際の構造体においてこの最適性能を下げる主要要因は、異なる接合部におけるパラメータの変動であり、この変動は、組成物変動、不均一な加熱、及び、様々な接合部面積によって引き起こされると考えられる。

図２は、本発明に係るＴＨｚ帯電磁波発振装置のサンプルの模式図である。メサを通過する電流は、実線の半波によって示されるように、メサの幅において基本的空洞モードを励起する。高周波数電磁波は、側面から発生される。我々は、一組の金属製平行プレート導波管フィルタによって電磁波のスペクトラム特性を分析した。これらのフィルタは、その電界場が金属シートに平行の電磁波（ＴＥ波）に対してはカットオフを持つが、一方、その電界場が金属シートに直角ノ電磁波（ＴＭ波）に対してはカットオフが無い。第１のＴＥ波モードに対するカットオフ周波数は、ｆ_Ｃ＝Ｃ_０／２Ｄによって与えられ、前式において、Ｄは金属プレート間の間隙であり、Ｃ_０は光の真空速度であって、これは、ｆ_Ｃを下回る周波数を持つＴＥ−偏向波は透過されないことを意味する。下記において、平行フィルタ設定は、ＣｕＯ_２平面に整列するフィルタ平面を指す。サンプルを、ポリエチレンを備えたＨＥ−ガス流通クライオスタットに搭載し、発射電力を、サンプルから約２０ｃｍの所に置かれた、ａｃ結合／ＳＩコンポジットのボロメーターで検出する。不要な遠赤外電磁波発生は、３テラヘルツ帯の低域フィルタによって減衰する。

本発明に係るＴＨｚ帯電磁波発振装置の原理は、一連の試験により照明された。その試料は、下記の手順を用いて製造された。すなわち、
（ａ）ＢＳＣＣＯ単結晶を熱処理して、所望のＴＣ値を定める。
（ｂ）清浄表面を露出するために、結晶を、ＣｕＯ_２平面に対して平行に切断する。
（ｃ）この表面を、典型的には（ティピカル値として）、１００ｎｍ厚のＡｕフィルムでコーティングする。
（ｄ）フォトリソグラフ工程において、図２に示す典型的レイアウトに従って、メサ及び電気接点が定められる。幅Ｗを変動させ、長さ３００μｍを固定したいくつかのメサに関する結果をここに提示する。
（ｅ）前工程におけるフォトレジストをマスクとして用い、Ａｒイオンの照射磨砕によって周辺のＢＳＣＣＯ材料を除去することによってメサを製造する。典型的なメサ高は１μｍである。Ａｒ−イオンの入射角を調節することによって、様々な断面積を持つメサが製造される。例えば、図３のＳＥＭ画像は、一側面が、他側面よりも急な傾斜を持つ台形断面を示す。
（ｆ）フォトレジストの除去後、結晶の下方部分に、シャドーマスクを介して、ＣａＦ_２の絶縁層をコーティングする。
（ｇ）シャドーマスクを介してＡｕ−ストリップを堆積させて、メサの頂上に電気接点を定める。

図３は、１００μｍのメサのＳＥＭ画像を示す。

図４は、このようにして製造されたＴＨｚ帯電磁波振動体における０．４５２テラヘルツ帯カットオフ周波数を持つフィルタを平行及び垂直設定した場合の、電流（右ｙ軸）、及び、電磁波電力（左ｙ軸）の電圧依存性を示す。

図４に示されたデータは、バイアスを下げながら採取した。偏向性ジョセフソン電磁波発生は、０．７１及び０．３７Ｖにおいて見られ、ピーク電力は１１ｎＷであった。図４に示されているように、バイアスを増すと、「ＩＶ−Ｃ」は、検出可能な電磁波発生を全く示さず、準粒子分枝の典型的構造を示す。この結果はゼロ印加磁場で得られる。フィルタの平行及び垂直設定に関するデータから、０．３７Ｖ及び０．７１Ｖ近くに偏向性ジョセフソン電磁波のピークが、そして、高い電流及び電圧バイアスにおいては、非偏向性熱電磁波発生が特定される。

図４におけるピーク電力は約１１ｎＷであり、本発明においては、フィルタをビーム通路に挿入しない場合には、最大５０ｎＷの電磁波発生電力を記録した（図５）。これらの値は、ＢＳＣＣＯメサから抽出される遠方電磁波発生に関する従来の報告よりも１０００倍以上高い。さらに、このカットオフフィルタを回転すると、両ピークは同じ割合で減少する。これは、両者が同じ電磁波周波数であることを示す。

「ＩＶ−Ｃ」の復帰分枝には、多くの場合電磁波ピークと相関する跳躍点が見られるが、これは、メサの接合部の一部が、非抵抗的、非電磁波発生的超電流状態に復帰することを示す。これは、同じサンプルについて、エミッターの数を変動させた場合に得られる、同サンプルからの電磁波を評価することを可能とし、従って、コヒーレント性の直接的試験の実施を可能とする。

図５に示すように、本ＴＨｚ帯電磁波発振装置において、最大５０ｎＷの電磁波発生電力が検出された。

図６は、本ＴＨｚ帯電磁波発振装置からの電磁波のコヒーレント性を示す図である。ここで、図６（ａ）は、８０μｍメサに陽性及び陰性バイアス電圧を印加した場合の、一連の電磁波ピークを示す。最高電磁波ピークに対する、活性接合部の数ｎ_ｒｅlは、「ＩＶ−Ｃ」から直接求めることが可能である。同様に、連続ピークは、同じ発射周波数に一致するのであるから（図４参照）、ｎ_ｒｅlは、電磁波の電圧からも推定することが可能である。観察されたピーク電流は、図６（ｂ）に示すように、ｎ_ｒｅl ^２に比例する。これは、積層における接合部は、コヒーレントに電磁波発生することを証明する。

図７は、本発明のプロトタイプにおいて、最大２０μＷの電力が空洞共振に吸収されることを示すものである。図７においては、「ＩＶ−Ｃ」の復帰分枝、及び図６に示した第３ピークの電磁波発生電力が示されている。

「ＩＶ−Ｃ」に跳躍点が見られないが、このため、電流の基線を定め、電磁波発生と関連する過剰電流を求めることが可能となる。これらのデータは、約２０μＷ−これは、メサ中に分散される全直流電力のほぼ２．５％に当たる−が、同相空洞共振に吸収されたことを示唆する。これは、このメサでは、例えば、アンテナ、格子、または誘電性コーティングによるインピーダンスマッチングの改善を通じて、及び／または、焦点調節要素による、より効率的な集束技術を通じて、顕著に強化された電磁波電力を得ることが可能であることを意味する。

図８は、３種類のメサにおいて、図３及び４に示したような電磁波ピークについて、フィルタのカットオフ周波数の関数として、フィルタの垂直及び平行設定で測定された電磁波発生電力比と定義される偏向比を示す。

図８に示すように、電磁波周波数は、矢印で示すように、偏向比が高い周波数で平坦化する、フィルタのカットオフ周波数から推定する。この比定は、ＴＥ波に対する平行プレートフィルタの透過特性に基づく。すなわち、ＴＥ波に対する平行プレートフィルタは、電磁波周波数の関数として、フィルタのカットオフにおいて急激な開始と、それに続いて、高い周波数における高い透過値になめらかに近づくという特性を示す。メサ幅の逆数による電磁波周波数の計測から、幅に対する空洞共振が励起されたことが示される。

図８に示す検出された電磁波のスペクトラム特性により、電磁波周波数を、偏向比が平坦化するフィルタカットオフ周波数として推定することが可能である。すなわち、１００μｍ、８０μｍ、及び６０μｍ幅のメサについて、０．４、０．５２、及び０．６４テラヘルツ帯が１０％の不確かさで推定された。これらの値は、長さＷを持つ基本空洞共振について予想される周波数ｆ＝Ｃ／２ｎＷとよく一致し、Ｗ＝１００μｍでは、ｎ≒３．５が、Ｃ軸偏向波に対するＢＳＣＣＯの遠ＩＲ屈折率となり、ｆ＝０．４２テラヘルツ帯を与える。さらに、観察された電磁波周波数は、１／Ｗに比例して増加する。これは、電磁波周波数が、基本空洞共振に一致することを示す。このモードを励起するためには、各接合部を横切るジョセフソン周波数ｆ＝２ｅ／ｈＶ_ＪＣＴは、空洞共振周波数に一致しなければならない。前式において、ｅは電気素量、ｈはプランク定数、Ｖ_ＪＣＴは、接合部当たりの電圧である。ＡＦＭによる１．１μｍのメサ高、及びＣｕＯ_２平面間隙１．５６ｎｍを用い、かつ、全ての接合部の寄与分が等しいと仮定すると、大きな電磁波ピークに対する図４に示すメサ電圧は０．４９テラヘルツ帯に一致し、これは、フィルタデータとよく合致する。従って、バイアスを、完全に抵抗的状態から減少させると、電磁波発生電力は、ジョセフソン周波数が空洞との共振に近づくにつれて蓄積する。「ＩＶ−Ｃ」における跳躍時、抵抗性接合部の数は減少し、従って、残余の接合部一つ当たりの電流、従って電圧が増加する。その結果、ジョセフソン周波数は増し、空洞モードとの共振から外れ、電磁波発生が止まる。バイアスをさらに下げると、再び上の方から共振に接近することになり、同じ振る舞いが繰り返され、第２の電磁波発生ピークを生ずる。

このように、本発明に係るテラヘルツ帯域電磁波発振装置は、多重積層型ジョセフソン接合を有する層状超伝導体ＢＳＣＣＯの単結晶により形成され、電磁空洞共振を励起することを特徴とする。

ここで、前記電磁空洞共振は、ファブリ・ペロー空洞共振であり、外部から磁場を印加する必要がない。また、前記ＢＳＣＣＯ単結晶は、ティピカル値として３００ｘ８０ｘ１μｍ^３のサイズを有し、０．６テラヘルツ帯域において、強度５０ｎｗ以上のコヒーレントな連続波の電磁波発振をすることが可能である。

そして、前記ＢＳＣＣＯの単結晶における空洞サイズによって発振周波数が可変されるおとにより変調可能である。また、前記ＢＳＣＣＯの単結晶内に形成されたその一側面が他の側面よりも急な傾斜を持つ台形断面形状のメサの頂上部及び底部にアンテナ手段が形成されるのである。

本発明は、高温超伝導体を用いてコヒーレントなテラヘルツ（１０^１２Ｈｚ）帯域の電磁波発振器に関し、特に、発振周波数を調整することが可能で高強度出力のテラヘルツ帯電磁波発振装置に関するものであり、物理化学的な分光測定器、種々の分子、高分子、タンパク質などの同定、精緻なイメージング分野、医療及び診断装置、航空宇宙又は防衛分野、高速度通信等に幅広く利用される広範な応用分野において産業上の利用可能性を有する。

図１は、メサで見られた変調臨界電流における、計算による電流−電圧特性、及び電磁波発生電力を示す。 本発明に係るＴＨｚ帯電磁波発振装置のサンプルの模式図を示す。 図３は、１００μｍのメサのＳＥＭ画像を示す。 図４は、０．４５２テラヘルツ帯カットオフ周波数を持つフィルタを平行及び垂直設定した場合の、電流（右ｙ軸）、及び、電磁波電力（左ｙ軸）の電圧依存性を示す。 本ＴＨｚ帯電磁波発振装置において、５０ｎＷ以上の電磁波発生電力が検出されたことを示す図である。 本ＴＨｚ帯電磁波発振装置からの電磁波のコヒーレント性を示す図である。 本発明のプロトタイプにおいて、２０μＷ以上の電力が空洞共振に吸収されることを示す図である。 図８は、３種類のメサにおいて、図３及び４に示したような電磁波ピークについて、フィルタのカットオフ周波数の関数として、フィルタの垂直及び平行設定で測定された電磁波発生電力比と定義される偏向比を示す。

Claims (10)

1. 多重積層型ジョセフソン接合を有する層状超伝導体ＢＳＣＣＯの単結晶により形成され、電磁空洞共振を励起することを特徴とするたテラヘルツ帯域電磁波発振装置。
2. 前記電磁空洞共振は、ファブリ・ペロー空洞共振である請求項１に記載のテラヘルツ帯域電磁波発振装置。
3. 前記ＢＳＣＣＯの単結晶は、ティピカル値として３００ｘ８０ｘ１μｍ^３のサイズを有することを特徴とする請求項１又は２に記載のテラヘルツ帯域電磁波発振装置。
4. ０．６テラヘルツ帯域において、強度５０ｎｗ以上のコヒーレントな連続波の電磁波発振をする請求項３に記載のテラヘルツ帯域電磁波発振装置。
5. 前記ＢＳＣＣＯの単結晶における空洞サイズによって発振周波数が可変されることにより変調可能な請求項１乃至４の何れかの項に記載のテラヘルツ帯域電磁波発振装置。
6. 前記ＢＳＣＣＯの単結晶内に形成されたその一側面が他の側面よりも急な傾斜を持つ台形断面形状のメサの頂上部及び底部にアンテナ手段が形成されることを特徴とする請求項５に記載のテラヘルツ帯域電磁波発振装置。
7. （ａ）ＢＳＣＣＯの単結晶を熱処理するステップと、
   （ｂ）前記単結晶をＣｕＯ_２平面に対して平行に切断し、清浄表面を露出させるステップと、
   （ｃ）前記清浄表面を、Ａｕフィルムでコーティングするステップと、
   （ｄ）フォトリソグラフにより、その一側面が他の側面よりも急な傾斜を持つ台形断面形状のメサと電気接点部を定めるステップと、
   （ｅ）前記フォトリソグラフにおいて使用したフォトレジストをマスクとして、Ａｒイオン照射による磨砕により前記ＢＳＣＣＯの周辺を除去することにより前記メサを形成するステップと、
   （ｆ）前記フォトレジストを除去し、前記結晶の下方部分にシャドーマスクを介して、ＣａＦ_２の絶縁層をコーティングするステップと、
   （ｇ）前記シャドーマスクを介してＡｕストリップを堆積させ、メサの頂上に電気接点を設けるステップと、
   の各ステップを有することを特徴とするテラヘルツ帯域電磁波発振装置の製造方法。
8. 前記ステップ（ｃ）におけるＡｕフィルムの厚さのティピカル値は１００ｎｍ厚であることを特徴とする請求項７に記載のテラヘルツ帯域電磁波発振装置の製造方法。
9. 前記ステップ（ｄ）にける前記メサの長さのティピカル値は、３００μｍであることを特徴とする請求項７に記載のテラヘルツ帯域電磁波発振装置の製造方法。
10. 前記ステップ（ｅ）における前記メサの高さのティピカル値は、１μｍであることを特徴とする請求項７に記載のテラヘルツ帯域電磁波発振装置の製造方法。