В.В. Шмидт - Введение в физику сверхпроводников (1119327), страница 45
Текст из файла (страница 45)
Эту методику разработал Гевер в 1960 г. [133]. В принцип» она очень проста (рис. 46.1). На стеклянную пластинку с зара- ГЛ. Ч1. МИКРОСКОПИЧЕСКАЯ ТЕОРИЯ 280 нее подготовленными контактами наносится узкая полоска пленки первого металла. Затем эта полоска окисляется так, чтобы пленка оказалась покрытой слоем изолирующего окисла толщиной в несколько десятков ангстрем (барьерный слой), После этого в поперечном направлении наносится узкая полоска пленки второго металла. Место пересечения этих двух полосок (площадью порядка 1 ммз) и представляет собой туннельный переход. Исследование заключается в изучении вольт-амперной характеристики такого перехода. Физика дела заключается в том, что здесь используется специфическое квантовомеханическое свойство электрона проходить тонкие потенциальные барьеры (в данном случае — слой окисла) посредством так называемого туннельного перехода.
Рнс. 46.1. Схема эксперимента для изучения туннельного эффекта: 1 — стеклянная пластина, 2— пленка первого металла, 3 †пленка второго металла. 46.1. Туннельные характеристики. Обсудим теперь, какой вид будут иметь вольт-амперные характеристики для разных случаев туннельных переходов. Простейший случай — когда и первый, и второй металлы— нормальные металлы. При установлении контакта между металлами их уровни Ферми уравниваются за счет возникновения контактной разности потенциалов. Энергетическая диаграмма изображена на рис.46.2, а. Если теперь на туннельный переход подать разность потенциалов $' (рнс.
46.2, б), то уровни Ферми металлов разойдутся на величину еУ, и возникнет туннельный ток. Если предположить, что плотность состояний в интересующей $ 46. ТУННЕЛЬНЫЕ ЭФФЕКТЫ нас области энергий остается постоянной (М(0)), то из рис. 46.2, б ясно, что сила тока будет пропорциональна еУ, т. е. будет выполняться закон Ома. Рассмотрим теперь случай, когда первый металл — нормальный, а второй — сверхпроводник. Мы уже знаем, какой вид имеет спектр элементарных возбуждений сверхпроводника (рис. 45.1 и 45.2).
Энергия элементарных возбуждений отсчитывается от уровня основного состояния сверхпроводника. В нормальном металле энергия элементарного возбуждения отсчитывается от уровня Ферми. Поэтому при создании туннельного контакта между нормальным металлом и сверхпроводником эа счет контактной разности потенциалов должны уравняться уровень Ферми нормального металла и уровень основного состояния сверх- проводника. Именно зто состояние изображено на рис.
46.3, а. ЯР2 УфО Рис. 46.2. Энергетическая диаграмма для случая контакта двух нормальных металлов: а) У = 0; е) У ф О, идет тувяельяый ток, пропорциональный еУ. Рассмотрим сперва случай, когда Т = О. Приложим к туннельному пер~юду некоторую разность потенциалов У. Пусть в результате этого уровень Ферми нормального металла поднялся над уровнем основного состояния сверх- проводника на величину еУ.
Из рис.46.3, б ясно, что туннельпый ток электронов из Ф в Я может начаться только тогда, когда величина еУ станет равной энергетической щели Ь в Я или превзойдет ее. Тот же результат получится, если поменять по- 282 ГЛ. УЕ МИКРОСКОПИЧЕСКАЯ ТЕОРИЯ лярность приложенного к переходу напряжения. Теперь туннелирование электрона иэ о в И будет происходить тогда, когда окажется энергетически допустимым разрыв электронной пары в о', т. е. когда энергия, выделившаяся при туннелировании одного электрона пары, окажется достаточной, чтобы закинуть второй электрон этой пары в область разрешенных энергий для одиночных электронов, т. е.
выше щели (см. рис. 46.3, в). б) а) Рнс. 46.3. Энергетическая диаграмма для туннельного Фб-перехода: а) К = О, уровень ег противостоит уровню основного состояния сверх- проводника; б) Г ф О, ~еЦ > Ь, идет туннельный ток электронов нз Х в о'; в) Ъ' ~ О, ~е~'~ > Ь, идет туннельный ток электронов нз б в А'. Таким образом, вольт-амперная характеристика такого туннельного перехода будет нечетной функцией Ъ". Она изображена на рис. 46.4. Рнс. 46.4.
Вольт-амперная характеристика туннельного Ф1Я-перехода. В случае, если Т ф О, как нетрудно сообразить, вольт-амперная характеристика будет несколько размазанной. ~ 46. ТУННЕЛЬНЫЕ ЭФФЕКТЫ 283 Переходим к рассмотрению туннельных эффектов в Я|ЕЯ2- переходах, когда оба металла (Я1 и Я2), разделенные туннельным слоем изолятора (Е), являются сверхпроводниками. Сперва рассмотрим случай Т = О. Согласно рис. 46.5, туннельный ток может возникнуть только тогда, когда к туннельному переходу будет приложено напряжение $' ) (Ь1+Ь2) /е.
Действительно, только в этом случае возможен процесс, изображенный на этом рисунке: электронная пара в Я1 разрывается, один из электронов этой пары туннелирует в Я2 с выделением энергии, равной или большей, чем Ь1. При этом второй электрон разорванной пары, поглощая эту энергию, возбуждается в состояния спектра квазичастиц Яь Ъ" = О, Е = О еЪ' > Ь1+ Рис. 46.5. Энергетические диаграммы для туннельного перехода Я1 Щ, Т = О. Для реального случая, когда Т ф О, картина будет несколько более сложной. Теперь в каждом из сверхпроводников имеется какое-то количество возбужденных одиночных электронов, равновесное количество которых определяется температурой. Энергетические диаграммы туннельного перехода в этом случае изображены на рис. 46.6.
Количество возбуждений в данной области спектра схематично изображаетсл количеством то~ек на данном энергетическом уровне. Видно, что если Ъ' = О ГЛ. ЪЧ. МИКРОСКОПИЧЕСКАЯ ТЕОРИЯ 284 о1 о2 о1 о2 ~2 2~1 а) 2(Ь1 — Ь е) Рис. 46.6. Туннелирование между двумя сверхпроводникамн прн Т ~ О: а) У = О, концентрация возбуждений с одинаковой энергией в о1 и оэ одинакова, поэтому ток равен нулю; а) еУ = Ь1 — Ьэ,,ток обусловлен переходом возбужденных частиц нэ оэ в оы е) еУ = — (Ь1 — Ь2), возбужденная частица переходит иэ о1 в аэ, (процесс 1), объединившись с электронами в оэ, она образует пару и попадает на основной уровень (процесс 2), выделившейся энергии 2Ь1 достаточно для разрыва пары в 5~ (процесс 3).
(рис. 46.6, а), то несмотря на то, что щели в Я2 и о2 разные, количество возбуждений на противостоящих друг другу уровнях в Я2 и з2 будет одинаково. Поэтому количество частиц, туннелирующих из о1 в о2, будет равно тому же числу частиц, туннелирующих из о2 в Яы т.е. как это и должно быть, в равновесных условиях полный туннельный ток 1 = О. Если теперь приложить даже небольшое напряжение Ъ', то равновесие нарушится и возникнет ток квазичастиц из одного сверхпроводника в другой. Не будем, однако, забывать, что плотность состоянии квазичастиц в сверхпроводнике имеет особен- в 46.
ТУННЕЛЬНЫЕ ЭФФЕКТЫ 285 Рис. 46.7. Сверхпроводящие и кввзичастичные ветви вольтам~ерных характеристик туннельного Я~ХЯз-перехода для т = О и т ,-4 О. ность при Я = Ь (см. (45.5) и рис.45.2). Поэтому если приложить к переходу разность потенциалов Ъ' такую, что ер' = = Ь1 — Ь2 (рис. 46.6, б), то друг против друга окажутся области с плотностью состояний р = со и в Яы и в Я2.
Естественно, это вызовет большой всплеск туннельного тока. Дальнейшее увеличение $' приведет к тому, что уровни с р = со разойдутся и полный туннельный ток уменьшится. Отсюда можно сделать вывод, что нри Ъ' = (Ь1 — Ь2)/е на вольт-амперной характеристике должен наблюдаться максимум тока (рис. 46.7). При изменении знака Ъ' возникнет диаграмма, изображенная на рис.46.6, в.
Здесь тоже возникнет всплеск тока при ~Ц = (Ь| — Ь2)/е. Таким образом, и в случае контакта двух сверхпроводников вольт-амперная характеристика будет нечетной функцией напряжения Р. В заключение приведем результат туннельного эксперимента Гевера и Мегерле (134) по изучению величины энергетической щели в различных сверхпроводниках и ее зависимости от температуры (рис. 46.8). Штриховой линией показана зависимость, следующая из теории Бардина- Купера- Шриффера. 46.2*.
![](https://s.studizba.com/z.php?f=/templates/si/i/noavatar.png&w=100&h=100&t=1"){kind=avatar}
