ГЛАВА 2
СВЯЗАННЫЕ СОСТОЯНИЯ И СПЕКТРЫ ПРОВОДИМОСТИ НЕСИММЕТРИЧНЫХ ДВОЙНЫХ И ДВУХБАРЬЕРНЫХ ТУННЕЛЬНЫХ СВЕРХПРОВОДНИКОВЫХ СТРУКТУР
В нескольких научных лабораториях в мире велись и продолжают вестись исследования свойств двойных туннельных переходов из сверхпроводников [148, 149, 150, 151, 152, 153, 154, 155, 156, 157, 158, 159, 160, 161, 162, 163, 164, 165, 166, 167, 168, 169, 170, 171]. С их помощью было обнаружено несколько новых эффектов, таких, например, как стимуляция сверхпроводимости при туннельной инжекции квазичастиц [166], стимуляция сверхпроводимости при туннельной экстракции квазичастиц [171], подавление сверхпроводимости при туннельной инжекции квазичастиц и др. Созданы практические устройства (например, квитерон). Однако до сих пор не исследованы свойства двойных туннельных переходов, у которых у одного из туннельных переходов на протекание тока квазичастиц заметное влияние оказывает андреевское отражение квазичастиц, так что такой туннельный переход нельзя уже рассматривать в рамках подхода туннельного гамильтониана. Исследование такой ситуации нами было проделано впервые.
2.1. Одночастичный эффект близости
(экспериментальное исследование).
Итак, известно, что повышение прозрачности туннельного барьера сверхпроводникового туннельного перехода приводит к тому, что на его свойства начинает влиять андреевское рассеяние квазичастиц. При этом волновая функция квазичастиц в таких туннельных переходах записывается в следующем виде
(2.1)
где
(2.2)
Видно, что вышеприведенная волновая функция квазичастицы, находящейся в туннельном переходе вблизи его границы раздела теперь существенно отличается от волновой функции квазичастицы, находящейся в однородном сверхпроводнике. При этом туннельный переход выступает как объект, описываемый единой волновой функцией. Пронаблюдать то, как может проявлять себя эта новая волновая функция SIS сэндвича в эксперименте и было задачей дальнейших исследований.
Изготавливались двойные туннельные переходы олово-изолятор-олово-изолятор-свинец (Sn-I-Sn-I-Pb) [A1,A3,A4,172]. Пленки олова и свинца изготавливались термическим испарением металлов и осаждением их на сапфировую подложку через металлические маски. Схема образца приведена на рис. 2.1.
а) вид сбоку в разрезе; б) вид сверху
Рис.2.1
Схематическое изображение двойных туннельных переходов
Туннельные барьеры переходов изготавливались путем окисления поверхностей пленок олова на воздухе. Переходы олово-изолятор-олово из двойных переходов использовались как переходы-детекторы, с помощью которых измерялись функции плотностей состояний сэндвичей олово-изолятор-свинец и их изменения, вызванные взаимным влиянием между пленками олова и свинца. Площадь переходов Sn-I-Sn была порядка 0,05 мм2, удельное туннельное сопротивление этих переходов было ~10-5 Ом*см2. Исследовался эффект взаимного влияния между сверхпроводниками в туннельных переходах олово-изолятор-свинец, а также влияние на этот эффект малых электрических напряжений, создаваемых при протекании через туннельный барьер постоянного тока разной величины. Площадь переходов Sn-I-Pb была порядка 0,3 мм2, удельное туннельное сопротивление этих переходов было порядка 10-5 Ом-см2.
Мы измеряли дифференциальное сопротивление переходов-детекторов Sn-I-Sn при произвольных зафиксированных напряжениях V1 между Sn1 и Sn2. Для измерения дифференциального сопротивления переходов dV1/dI=RdSn-Sn(V1) использовалась хорошо известная процедура дифференцирования методом низкочастотного детектирования гармоник. Амплитуда напряжения модуляции была ~ 30 мкВ. Мы изменяли напряжение V2 в переходе Sn-I-Pb, при этом измеряли зависимость дифференциального сопротивления перехода-детектора от напряжения на переходе-инжекторе RdSn-Sn(V2). ВAX переходов Sn-I-Sn (кривая 1), Sn-I-Pb (кривая 2) приведены на рис.2.2.
Энергетические щели олова и свинца сохранялись неизменными во время эксперимента, при этом энергетические спектры проводимости туннельных переходов, состоящих из этих сверхпроводников, изменялись при изменении малых напряжений V2. Зависимости RdSn-Sn(V2) при трех фиксированных значениях напряжения V1 приведены на рис. 2.3 [A1].
Рис. 2.2.
ВАХ туннельных переходов из двойных туннельных структур.
Рис.2.3
Зависимость RdSn-Sn(V2) для двойного туннельного перехода.
Удобно выбирать значения фиксированных напряжений V1 в диапазоне |eV1|>2?Sn , поскольку в диапазоне |eV1|<2?Sn может происходить самодетектирование переходами собственного джозефсоновского излучения, а это в свою очередь может приводить к появлению хаотических прыжков напряжения на переходе-детекторе во время измерений.
Можно видеть, что на приведенных кривых отсутствуют ярко выраженные особенности при напряжениях eV-= ?Pb - ?Sn и eV+= ?Pb +?Sn , зато присутствует пик при напряжениях порядка eV0 ~?Pb , хотя все события разыгрываются в диапазоне напряжений между eV-= ?Pb - ?Sn и eV+= ?Pb +?Sn. Кривая зависимости не симметрична относительно оси координат, т. е. при одном направлении тока через переход Sn-I-РЬ пик присутствует, а при другом - отсутствует. При изменении знака напряжения на переходе-детекторе V1 изменяется знак напряжения, соответствующего пику. Отсутствует влияние слабого магнитного поля (~ 50 Э) на кривые зависимости RdSn-Sn(V2).
2.2. Компьютерное моделирование одночастичного
эффекта близости на базе модели БТК.
Для того, чтобы проинтерпретировать описанный эксперимент, рассмотрим двойной туннельный переход. У этого двойного туннельного перехода один туннельный барьер имеет малую прозрачность и для упрощения анализа будем считать, что протекание тока сквозь этот барьер описывается в рамках подхода туннельного гамильтониана (tHm).
То есть может быть описано с помощью известного "золотого правила":