Исследование процессов в усилителе сигналов быстрой одноквантовой логики на основе многоэлементных джозефсоновских структур (1103210), страница 3
Текст из файла (страница 3)
2. Следует отметить, что характер зависимостипорогового значения тока для сплиттерных структур (q > 1) принципиально отличается оттой зависимости, которая имеет место в случае обычной JTL (q = 1).Врезультатеиспользованияпроведенногоструктурысисследованияэффективнымбылаобоснованакоэффициентомнеобходимостьмультиплицирования(коэффициент трансформации q) не выше 2.В параграфе 2.2.3 проводится рассмотрение динамики распространения квантамагнитного потока и соответствующего ему одноквантового импульса по сплиттерному8дереву.
В результате проведенного исследования обоснована необходимость обеспеченияусловий, при которых отсутствует взаимодействие между квантами магнитного потока. Этоможет быть достигнуто в двух случаях: когда расстояние между квантами потока всплиттерной структуре больше, чем радиус взаимодействия или когда по этой структурераспространяется (с мультиплицированием) только один квант потока.Если расстояние между квантами потока меньше радиуса взаимодействия, топроисходит формирование групп с фиксированным количеством квантов магнитного потокавнутри структуры, которое было предсказано и описано в [18]. В этом случае примонотонном изменении периода следования входных импульсов период выходныхимпульсов будет изменяться немонотонно (скачкообразно).Сформулированное условие накладывает ограничение на максимальную частотувходных импульсов.В параграфе 2.2.4 описывается влияние емкости джозефсоновских переходов нахарактеристики сплиттерного дерева.
Наличие этой емкости дает некоторое уменьшениепорогового значения тока смещения, которое пропадает с увеличением индуктивности l.Уменьшение порогового значения продолжается с увеличением емкостного параметраМаккамбера βC (βC = (2π/Φ0)ICRN2C) до 0.5.
Сплиттерная структура может правильноработать даже при наличии небольшого гистерезиса на ВАХ джозефсоновских переходов(βC = 1…2), однако дальнейшего уменьшения порогового значения тока смещения при этомне наблюдается.Раздел 2.3 посвящен разработке цепи уширения одноквантовых импульсов.В параграфе 2.3.1 обсуждается уширение импульсов тока непосредственно в цеписопряжения выходных ячеек сплиттерного дерева с интерферометрами суммирующейцепочки, а также рассматриваются возможные конструкции схем уширения.
Предлагаемаяконструкция усилителя отличается использованием цепочки интерферометров в резистивномсостоянии. Это означает, что скорость изменения сигнала должна быть меньше, чем частотаджозефсоновской генерации ωJ переходов цепочки (dΦin/dt < ωJ , где Φin – входноймагнитный поток в интерферометр цепочки), что диктует необходимость уширенияимпульсов тока и соответствующих импульсов магнитного потока, воздействующих наинтерферометры. Уширение одноквантового импульса напряжения, который имеетпостоянную площадь∫ Vdt = Φ0, означает соответствующее уменьшение амплитудыимпульса.
При этом происходит обеднение спектра импульса гармониками, в результате чегоэнергия импульса сосредотачивается в самых первых гармонических компонентах, упрощаяпроблему фильтрации сигналов. В тоже время, амплитуда импульса тока через9а)б)Рис.
3. Схема предложенной цепи уширения (а) и форма уширенного импульса приразличных значениях шунтирующих резисторов R1 и R2 (б). Жирной линией представленодноквантовый импульс в буферной JTL (до уширения). Частота следования импульсовω/ωC = 0.04.индуктивность выходной ячейки не только не уменьшается, но даже увеличиваться в 1.5 – 2раза (см. рис. 3б).
Максимальное уширение ограничено частотой следования импульсов.Предложенноеуширениедостигаетсяпутемдополнительногошунтированияджозефсоновских переходов в выходных ячейках сплиттерного дерева. На рис. 3представлена схема выходной ячейки, осуществляющей уширение импульсов, и формауширенного импульса тока в индуктивности ячейки. Резистор R2, шунтирующий выходнойпереход, определяет основное уширение и спад импульса, в то время как шунт R1 влияет нафронт импульса. Выходной джозефсоновский переход может быть заменен низкоомнымрезистором для предотвращения паразитных круговых токов в рассматриваемой ячейке,однако, импульс в таком случае будет иметь более острую форму.В параграфе 2.3.2 обсуждается компенсация неизохронности мультиплицированныхимпульсов, возникающей вследствие технологического разброса критических токовджозефсоновских переходов.В рамках современной технологии разброс критических токов переходов составляетпорядка 5% значения критического тока, т.е.
для Ic = 125 мкА, δIc = 6.25 мкА. Всоответствии с резистивной моделью джозефсоновского перехода величина тепловыхфлуктуаций δICF = (2e/ћ)kBT [19] составляет порядка 0.35 мкА при T = 4.2 K (факторγ = δICF/IC порядка 0.003). Поэтому мы можем пренебречь δICF и учитывать только δIc.Существование разброса критического тока накладывает ограничение на ток смещенияджозефсоновских переходов IB < IC - δIC, а также приводит к различному времениBпрохождения одноквантового импульса по ветвям сплиттерного дерева и, следовательно,10неизохронномусложениюимпульсовнасуммирующейцепочке.Дляоценкисреднеквадратичного временного сдвига между одноквантовыми импульсами на выходахсплиттерного дерева δτ можно сложить временные сдвиги во всех выходных ячейках какслучайные величины, что приводит к выражению:δI C I Bδτ =M I2C⋅dτ,dI B(1)где τ - время распространения одноквантового импульса по сплиттерному дереву, M – числовыходных ячеек.
В таблице 1 представлены значения δτ для IB / IC = 0.85. Здесь время τ и δτBТаблица 1. Нормированный среднеквадратичный временной сдвиг δτ.q = 3/2q=2l=213l=72.64.7l = 1058нормированы на характерное время (ωC)-1, где ωC – характерная частота джозефсоновскихпереходов.Эти значения сопоставимы с характерной шириной одноквантового импульса τ0 ≈ 3.Сложение неизохронных импульсов на последовательной цепочке двухконтактныхинтерферометров приведет к формированию растянутого импульса с малой амплитудойвместо образования выходного импульса с большой амплитудой. При задании максимальнойчастоты следования импульсов ω/ωc = 0.1 ширина уширенного импульса может достигатьзначения τ*=30, которое уверенно превышает величину сдвига импульсов δτ.
Таким образом,уширение импульсов позволяет компенсировать неизохронность мультиплицированныхимпульсов.Раздел 2.4 посвящен исследованию суммирующей цепочки двухконтактных квантовыхинтерферометров.Впараграфе2.4.1исследуетсяамплитудно-частотнаяхарактеристика(АЧХ)интерферометров суммирующей цепочки. Воздействие на интерферометр внешнеговысокочастотного магнитного потока приводит к синхронизации джозефсоновскойгенерации, в результате чего на ВАХ интерферометра формируются ступеньки на частотевнешнего сигнала и ее гармониках. Это явление очень близко к хорошо известному явлениюобразованияступенекШапиронаВАХджозефсоновскихпереходов.Результатымоделирования показывают, что процессы синхронизации, приводящие к искажению АЧХцепочки интерферометров, начинаются, когда частота сигнала превышает 0.2 ωJ, где ωJ –средняя частота джозефсоновской генерации в рабочей точке.
Таким образом, существуетопределенное ограничение на частоту сигнала.11В параграфе 2.4.2 производится рассмотрение внутренних резонансов интерферометровсуммирующей цепочки, а также геометрических резонансов цепочки в целом.Наличие емкости переходов обуславливает существование LC резонанса в петлеинтерферометра цепочки, в результате которого на ВАХ интерферометра появляетсярезонансная особенность, наиболее выраженная при задании внешнего магнитного потокаΦ0/2.
Это приводит к взаимному пересечению ВАХ при различных приложенных магнитныхпотоках. С увеличением емкости джозефсоновских переходов (или индуктивности петлиинтерферометра), частота LC резонанса уменьшается, и точка пересечения ВАХ смещается вобласть низких напряжений. Если точка пересечения ВАХ находится вблизи выбраннойрабочей точки, то модуляция ВАХ под действием внешнего магнитного потока существенноуменьшается.Дляустраненияэтогоэффектанормированноезначениеемкостиджозефсоновских переходов должно быть достаточно малым (βC ≤ 0.5 для нормированногозначения индуктивности петли интерферометра l ≤ 3).
Более полное подавление LCрезонанса возможно с помощью подключения параллельно индуктивности интерферометрадемпфирующего сопротивления порядка нормального сопротивления джозефсоновскогоперехода RN.Возникновение геометрических резонансов в суммирующей цепочке интерферометровобусловлено конкретной реализацией цепочки в экспериментальной интегральной схеме. Вэкспериментальной схеме суммирующая цепочка располагается между экранирующимислоями для уменьшения индуктивностей интерферометров и ячеек цепи уширения, а такжедля защиты этих цепей от замороженных магнитных потоков.
В такой конструкциисуммирующая цепочка представляет собой отрезок микрополосковой линии, в котороммогут возбуждаться стоячие волны. Демпфирование геометрических резонансов возможнопутем подключения высокоомных резисторов, задающих волновые потери в этой структуре.Раздел 2.5 посвящен изучению согласования усилителя с выходной цепью.В параграфе 2.5.1 проводится оценка возможности согласования суммирующейцепочки интерферометров с внешней нагрузкой. Для этой цели проведена оценка реальной имнимой части импеданса цепочки на частоте ω = 0.1ωC.
Показано, что импеданс цепочки наэтой частоте является в основном реальным. Учитывая типичное значение нормальногосопротивления RN = 2 джозефсоновского перехода в стандартной ниобиевой технологии [20],значение импеданса цепочки, состоящей из N = 50 интерферометров, значение импедансабудет соответствовать стандартному входному импедансу СВЧ приборов (50 Ом).В параграфе 2.5.2 рассматривается влияние импеданса выходной нагрузки на ВАХсуммирующей цепочки интерферометров. В то время как подключение выходной нагрузки кцепочке напрямую шунтирует цепочку, уменьшая наклон ВАХ, подключение нагрузки через12емкость осуществляет шунтирование цепочки только по высокой частоте.
Численный расчетпоказывает, что дополнительное шунтирование цепочки по высокой частоте внешнимсопротивлением порядка нормального сопротивления последовательной цепочки NRN/2 даженесколько увеличивает отклик цепочки в области напряжения V = (0.8…2)NVC. Увеличениеотклика напряжения происходит за счет уменьшения эффективного значения параметраМаккамбера в этом диапазоне частот.В параграфе 2.5.3 исследуется эффект взаимной синхронизации джозефсоновскойгенерации в элементах суммирующей цепочки. Подключение внешней нагрузки к цепочкеприводит к образованию внешней цепи электродинамической связи элементов цепочки, врезультате чего через элементы цепочки протекают высокочастотные токи, ответственные засинхронизацию джозефсоновской генерации.
![](https://s.studizba.com/z.php?f=/templates/si/i/noavatar.png&w=100&h=100&t=1"){kind=avatar}
