Розанов Б.А., Розанов С.Б. Приемники миллиметровых волн (1989) (1095357), страница 19
Текст из файла (страница 19)
Ввод сигнала, как правило, производится через радиопрозрачное вакуумное окно криоблока. Для уменьшения отражений от окна используются четвертьволновые просветляющие (согласующие) покрытия. Модуляция принимаемого сигнала обычйо производится во внешнем квазиоптическом тракте [!07). Ввиду крайней нежелательности диссипативных потерь, имеющих комнатную температуру на входе ~приемиика (см. рис. 2.42,6), предпочтительно использование криогенных приемников в режиме радиометров с полным приемом [17). 3.
ДЕТЕКТОРЫ И СМЕСИТЕЛИ ПРИЕМНИКОВ МИЛЛИМЕТРОВЫХ ВОЛН НА ОСНОВЕ ЭФФЕКТОВ СВЕРХПРОВОДИМОСТИ В данной главе рассматриваются детекторы и смесители приемных устройств ММ диапазона, использующие в качестве нелинейных элементов сверхпроводящие переходы различных типов. Применение сверхпроводящих переходов в детекторных приемниках позволяет получать амиер-ваттную чувствительность детектора, приближающуюся к предельному значению д/(/г/), соответствующему туннелированию электрона через переход при поглощении одного кванта внешнего излучения (д — заряд электрона; А — постоянная Планка; / — частота сигнала).
Смесителя на таких переходах могут усиливать сигнал при собственной шумовой температуре порядка фундаментального квантового предела Ь///г (/г — постоянная Больцмана), требуя при этом значительно меньшую, чем смесители на ДБЩ мощность гетеродина. При использовании традиционных сверхпроводящих материалов, имеющих критическую температуру Т, я 10 К, указанные свойства сверхпроводяшнх переходов в силу ряда физических и технологических причин наиболее полно реализуются именно в ММ и примыкающих к нему участках СММ и СВЧ диапазонов. Большой интерес вызвало открытие в 1986 — 1987 гг: сверхпроводимости с Т,т !00 К и указаний на возможность существования сверхпроводимости с 7;=200...350 К у ряда керамических материалов.
Перспективы создания на нх основе нелинейных переходов для приемных устройств пока не ясны. проводимости нормального .(песверхпроводящего) металла. На этой днаграмме по вертикали отложена энергия электронов в, связанная с нх импульсом р соотношеннем е=р'/2т (р=(р]; т — масса электрона), по горнзонталя плотность состояний Л'н(е), т. е. число разрешенных электронных уровней, прнходящееся на единичный ннтервал энергий е. Доля заполненных электронамн состояннй определяется распределением Ферми — Дарана: /(в) = 1/(ехр~((н — зг)/АТ] + 1), (3.1) где Т вЂ” температура металла; ез=р'г/2т — энергия Ферми; рг — импульс Ферми.
Прн Т=О все состояния ниже е~ заполнены, выше ез — свободны. Прн Т»О часть электронон возбуждается за счет тепловой энергнн решетки и переходит на более высояне энергетические уровня, прячем /(е;) =1/Е, Плотность заполненных электронами состояний определяется пронзвпзеннем А1н(з)/(е). На Рнс. Зл,а, соответствуюнгея случаю Т О, занятые злектронаын уроанн заштрихованы. В сильно легнрованных нолупроводннках орлыесные уровни в зытрещенной зоне слкваются друг с другом н образуют првмесную зону, смьжаюшуюся с дном зоны проводимости в полунроводнкках л-тяпа мвв с потолком валентной зоны в полупроводниках р-тнпа. Уровень Ферми нрн этом оказывается расположенным либо в зоне нроводвмастл, либо в валентной зоне. Такие «вырож- Е Е Е 3.1.
СВЕРХПРОВОДЯЩИЕ ПЕРЕХОДЫ КВАЗИЧАСТИ((Ы И КУПЕРОВСКИЕ ПАРЫ ЭНЕРГЕТИЧЕСКИЕ ЗОНЫ В СВЕРХПРОВОДНИКАХ Кратко напомним некоторые сведення нз теорнн твердого тела, необходимые пля поннмання свойств сверхпроводящих переходов (см., например, (113, 114]). На рнс. 3.1,а показано раскрелеленне электронов по энергяям в зоне 94 Рг Р з/ в/ Рнс. 3.1, Энергетвческне анаграммы.,н дпаграммы ввергая — нмлульс для нормальных металлов (о, б) н свервпровопввков (в, е, д); днаграммы а, ж д к б, а имеют различный масштаб по энергнж со — купероескне пары на уровне Фермн 95 у»а(вЧ4 у а зпчастиц могут быть как больше, так и меньше рг. Однахо нижней зоне услонно пркоисыиают отрицательные энергии Е~ — и.
(В правой части (3.4) при этом следует заменить Е иа )Е!.) Этн зоны определяют значения энергии электрона, при которых ои может войти н снерхпронодник. Электрон попадает и нижнюю зону только и том случае, если з сзерхпрозоднике имеется кзазнчастица, с когорой он может обрааонать куперонскую пару. Поэтому число сиоболных уронней н нижней зоне точно раино числу нозбужденных квази- частиц и иерхией зоне, что математически выражается соотношением /(Е) = =! — (( — Е), следующим из (3.5), ОднОэлектРОннОе туннелиРОВАние Рассмотрим процессы туннелирования одиночных электронов (квазичастиц) через потенциальный барьер между сверхпроводником и нормальным металлом или вырожденным полупроводником, а также между двумя сверхпроводниками.
Роль потенциального барьера обычно играет тонкий (1...3 нм) слой изолятора, разделяющий электроды, а в случае переходов сверхпроводнин— вырожденный полупроводник, называемых диодами супер-Шатки (ДСШ), — барьер Шатки, оказывающийся при высокой степени легирояания полупроводника достаточно тонким для того, чтобы туннелированне электронов было основным механизмбм токопереноса. Для того чтобы происходило туннелирование, необходимо выполнение двух условий: 1) сохранение полной энергии системы;. 2) наличие свободных электронных состояний, в которые может переходить туннелирующий электрон.
В феноменологической теории туннелирования (см., например, (1!5]) ток одиночных электронов через ТП складывается из токов, текущих с левого (Е) электрода на правый ф) и наоборот. Ток Тья слева направо пропорционален: 1) вероятности М туннелирования электрона; 2) плотности заполненных состояний слева )Уь!ь и 3) плотности незанятых состояний справа Фн(!†!я).
Меняя местами индексы Е н )!, получаем ток Тнь, тенущий справа налево. Если н правому электроду приложено положительное напряжение У относительно левого, то, считая М не зависящей от энергии, для полного тока )и нвазичастиц получаем выражение +ь Тм=Тьн — Тип=АМ г) )Уь(Е) х)н(Е+ЧУ) Х Х У (Е) — (и(Е+ОУ)]г)Е, (3.5) где А — некоторая постоянная. В общем случае при температуре Т»0 интегрирование в (3.6) приходится выполнять численно. Качественно вид ВАХ сверхпроводящих нвазичастичных ТП можно установить, пользуясь энергетическими диаграммами.
На рис. 3.3,а, б показаны диаграммы для ТП сверхпроводник — изолятор — нормальный металл (СИН) и ДСШ, которые имеют одинаковый внд в области энергий порядка Ь. Процессам туннели- 98 а,' 6 Ф азличных Рис 33 Эн ргет е дара ы перехдхоя СИН и ДСШ п и Т О Р ' х значений иапряжеиия на правом электроде относительяо дево ри = для (о, б) и нх Вйх (в) при Т=О и Т>.О рования электронов соответствует горизонтальная стрелка.
При температуре Т=О ток через переход отсутствует при напряжениях (У((Ухо=А(0)/~у я быстро возрастает при (У( Уао (сплошная линия на рис. 3.3,в) вследствие бесконечной плотности нвазичастнчных состояний в сверхпроводнике вблизи энергетической щели.
При Т)0 из-за теплового возбуждения электронов ток наблюдается и при напряжениях ( У((Ул=А(Т)(О, однако он в этой области пропорционален ехр(д'1 У))йТ) и быстро убывает при удазыв ленин от Уа (штриховая линия на рис. 3.3,в). г!апряжение У вают напряжением энергетической щели.
Отметим, что вид е киа- ВАХ не зависит от знака приложенного напряжения. Пр (У(» » л, когда особенности в Мв(Е) вблизи Е=~А слабо влияют на и общее число состояний, разрешенных для туннелирования, ВАХ приближается к закону Ома Т=У/)!л. Сопротивление )!м называется нормальным сопротивлением ТП. Н а рис.
3.4,а, б и 3.5,а, б изображены энергетические диаграммы для ТП сверхпроводнин — изолятор — сверхпроводник (СИС). При нулевой температуре ток нвазичастиц через переход уащй у*о Рис. 3.4. Энергетические диаграммы перехода СИС между одинаковыми сверхпроноаннками при Т=О для различных значений напряжения на правом элект- роде относительно левого (а, 6) н его ВАХ (в) прп Т=О и Т)О 4Ф эй и (а«!г)-а !г!)/ч а) 1) Рнс.
3.5. Энергетические диаграммы перехода СИС между различными снерхпроводниками нрн Т)0 для различных значений напряжения на правом элект- роде относительно левого (а, б) н его Б)1Х (а) нрн Т=О и Т)0 СИС отсутствует, если ~ У! (Увс, где Уво=2Л(0)/«) для одинаковых сверхпроводящих электродов (рис. 34,в) и Уао=(Ль(0)+ +Ли(0))/г) для различных сверхпроводников (рис. 3.5,в). Прп ~ У~ = Ухе наблюдаются резкие вертикальные скачки тока высотой и)«'Ль(0)Ли(0)/(2«))тв), связанные с особенностями в плотностях состояний Ив(Е) сверхпроводящих электродов на краях энергетических щелей (сплошные линии на рис.
3.4,в и 3.5,в), В случае ненулевой температуры через ТП между одинаковыми сверхпроводниками при ~ У~(Ув протекает небольшой тепловой ток, слабо зависящий от напряжения, а высота скачков тока при [У~ = =Ух уменьшается вследствие возбуждения части квазичастиц в зону над щелью (штриховая линия на рис. 3.4,в). На ВАХ перехода СИС между различными сверхпроводниками при Т)0, кроме того, появляются особенности тока при напряжениях ~ У = = Ув=(Ль(Т) — Лв(Т) (/«) и падающие участки при напряжениях Ув((У((Ув (штриховая линия на рис. 3.5,в) 1115).
))ЖОЗЕФСОНОБСКОЕ ТУННЕДИРОБЛНИЕ Через потенциальный барьер между двумя сверхпроводникамн может происходить также туннелирование куперовских пар электронов без их разрушения (эффект Джозефсона). В силу того, что пары электронов являются бозе-частицами, их число на уровнях Ферми не ограничено. Существование сверхпроводящего тока куперовских пар в ТП типа СИС было предсказано Джозефсоном в 1962 г. Вскоре выяснилось, что джозефсоновское туннелирование возможно в гораздо более широком классе устройств, называемых слабосвязанными сверхпроводниками, в которых сверх- проводящие области соединены перемычкой малых размеров (обычно меньше длины когерентности $). Если материал перемычки — нормальный металл или полупроводник, то происходит 100 частичное «наведение» сверхпроводимости в перемычке (эффект близости). Механизмом переноса одиночных электронов (квази- частиц) через такую перемычку является нормальная (нетуннельиая) проводимость.
Джозефсоновское туннелирование — результат перекрытия волновых функций квантовых состояний куперовских пар в электродах. Фазы волновых функций в левом и правом сверхпроволниках фь и фи не являются при этом независимыми, их разность «р=фи — фх зависит от приложенного напряжения У: дф/д!=2«) У/Ь, (3.7) где 8=6/2п. Сверхпроводящий туннельный ток 1в(!) =1«(1')в!Пф(!). (3.8) Ток 1,(У) называется джозефсоновским критическим током. Для перехода СИС с одинаковыми сверхпроводниками (Ль=Лв=Л) при У=О 1,(0) =1,=(пЛ(Т)/(2«фв))!ЦЛ(Т)/2/гТ). (3.9) Выражения для 1.(У) при УчьО и ЛсФЛи оказываются достаточно сложными (115). Из соотношений Джозефсона (3.7), (3.8) следует, что при У= =0 разность фаз ф=ф=сопв( и через ТП без нарушения энергетических соотношений может протекать постоянный ток — !,» (1(1„задаваемый внешним источником.
С другой стороны, если внешняя цепь задает постоянное напряжение У=сопи(ФО, то для сохранения полной энергии в системе пара электронов прп туннелировании должна испустить квант излучения с энергией Ь 1)=2«)У. Через переход при этом протекает переменный ток 1в(!) =1,( У) в!п(РЛ+ф) (3.10) с джозефсоновской частотой 11= 2«)У!й. (3.11) Вид полной ВАХ джозефсоновского перехода зависит от типа перехода и величины его емкости С.
![](https://s.studizba.com/z.php?f=/templates/si/i/noavatar.png&w=100&h=100&t=1"){kind=avatar}
