CN1328702A - 超导晶体管配置和相关方法 - Google Patents

Abstract

本发明涉及一种干涉仪配置(10),它包括:源极(1)和漏极(2);通过隧道势垒连接到源极(1)和漏极(2)的基极(3),从而所述基极构成双势垒量子阱;以及用以控制源漏电流(I_SD)的第一和第二超导栅极(5,6)。基极(3)包括当量子阱结构内存在与源漏电极的能量一致的束缚态时启动所述源漏电极的谐振隧道效应的铁磁性材料。本发明还涉及包括这种干涉仪配置的逻辑元件和控制干涉仪电导率的方法。

Description

超导晶体管配置和相关方法

技术领域

本发明涉及干涉仪的配置，具体来说，涉及晶体管的配置，例如具有超导栅极的谐振隧道效应晶体管的配置。本发明还涉及包括这种谐振隧道效应晶体管的逻辑元件。本发明还涉及控制隧道超导体配置的电导率的方法。

先有技术情况

已知的谐振隧道效应晶体管装置包括通过隧道势垒与构成基极的普通金属岛状物连接的普通金属源极和普通金属漏极。但是，即使这种装置的输出电导率G可以改变，仍无法改变或增加到许多应用所要求的足够范围。在这类装置中，可以通过改变用于控制源漏电流的超导栅极中的超导电流来改变输出电导率。因此，改变其电导率所需要的是，产生所述超导电流的变化，以改变两个超导栅极之间量子力学相位差Δ。问题是，这类装置只发掘了有限的实际应用，而且可能不会在作为逻辑元件方面进一步发掘出其他应用，这是因为它们只能用作“或”元件，而且对于上述运用，几乎无法使用。这种装置由E.Toyoda和H.Takayanagai在东京1997关于“二维系统的电子属性EP2DS”的第12届国际会议的会议记录中予以描述。另外，V.T.Petrashov，V.N.Antonov，P.Delsing和T.Claeson在Phys.Rev.Lett.Vol.74，p 5268(1995)也提到过这种装置，这里则以参考的形式引入。

发明概要

因此，所需要的是如上所述的晶体管配置，可使其输出电导率大大高于迄今为止已知的配置，并使电导率变化范围比已知配置大。尤其是需要一种配置，通过它就能够以容易且灵活的方式控制输出电导率。还需要一种晶体管配置，它具有高效、易于加工、可靠的优点，并且可以产生最大发音(most pronounced)输出信号。另外还需要一种控制隧道超导配置(如晶体管)的电导率的方法来实现上述目的。

因此，提供一种晶体管配置，它包括源极、漏极以及基极，所述源极和漏极通过隧道势垒连接到基极，从而构成双势垒量子阱。提供第一和第二超导栅极装置以控制源漏电流I_SD。基极包含铁磁性材料当与源漏电子的能量匹配的量子阱内存在束缚态时，铁磁性材料启动源漏电子的谐振隧道效应。否则，双势垒量子阱阻止源漏电流、即源漏电子的传导。但是，如果在匹配源漏电子的能量的量子阱内存在所述束缚态，则它们将可以利用谐振隧道效应通过所述铁磁性基极，具体为中型铁磁性岛状物。量子阱结构中的束缚态也称为Andreev能级，可以说是由超导栅极装置提供和控制的。

根据本发明，输出电导率(G)取决于第一和第二参数，并且提供第一和第二控制装置，它们通过控制所述参数来控制输出电导率。第一参数是第一和第二超导电极之间的相位差Δ，第一控制装置被提供以便可以控制所述相位差。所述第一控制装置可以以不同的形式提供。根据一个最优实现方式，第一控制装置包括用于改变由加在两个超导栅极之间的控制电流源所提供的超导电流I_G的装置。

在另一个实施例中，第一控制装置包括连接第一和第二超导栅极以构成回路的装置和用于将磁场作用于所述回路的装置。

决定输出电导率的第二参数是所述铁磁性基极的交换互作用势(能)。第二控制装置最好包括电压源且向所述铁磁性基极供给电压(V_B)。根据本发明，输出电导率G由ΔI_SD/ΔV_B得出，因此它与两超导体之间的量子力学相位差Δ和V_B有极大相关性。为了得到特定的高电导率，或根据特定实现方式得到特定输出信号，对相位差Δ进行控制，使之基本等于(2n＋1)^，其中n=0，±1，...。最好所施加的电压V_B应该基本对应于所述铁磁性基极的互作用能2h₀/e。如果Δ不等于π的奇数倍，则基本不存在谐振隧道效应，电导率与(透明度)²(即，源极-漏极的传输)存在比例关系，即对于任何施加的电压V_B，电导率都会很低。但是，如果V_B基本等于或接近于2h₀/e，经过栅极的超导电流I_G的变化将导致输出电导率产生大范围的变化。这是因为Andreev能级将集中于交换能量h₀的附近，从而显著地增强谐振隧道效应。因此，如果将所施加的电压V_B减到远低于2h₀/e的值，则电子的宏观谐振传输将被断开，以及电导率G对相位差变化的灵敏度也就消失。这意味着，根据本发明，仅当第一和第二参数同时满足所给定的要求，即，当I_G(以适当的方式产生的超导电流)和V_B都存在时，才会观察到非常高电导率或输出信号。

具体地说，在Δ＝2(n＋1)×π和V_B=2h₀/e的情况下得到最大输出电导率。在最优实施例中，源极和漏极包含普通金属，如Au，Ag，Bi。超导栅极最好由Pb，Al，Nb，Yt，Ba，CuO制成，但也可以使用其他替代元素。可以采用高温超导(high-T_C)材料，也可以采用非high-T_C材料。在最优实现方式中，铁磁性基极包含La，Sr，Ca，MnO，但也可以使用其他铁磁性材料。

在一个特定实现方式中，这种配置构成逻辑“与”元件，但仅当Δ≈2(n＋1)×π和V_B≈2h₀/e时，即当同时输入或激活V_B和I_S时才会有输出信号。

在一个特定的实现方式中，所述铁磁性基极是中型的。

根据本发明，逻辑元件也可以由谐振隧道效应晶体管构成，它包括源极和漏极，通过隧道势垒分别与所述源极和漏极连接的基极以及用于控制源漏电流I_SD的第一和第二超导栅极。基极包含铁磁性材料，具体为中型铁磁性材料岛状物，为了提供对应于高电导率的输出信号，提供第一输入信号以产生为(2n＋1)π的超导栅极之间的相位差，第二输入信号(形式为电压V_B)施加于铁磁性基极，其电压大约对应于所述铁磁性基极的相互交换能量2h₀/e。

具体地说，对应于应该较高所述输出导电性的输出信号由第一和第二参数分别决定，并且设置第一和第二控制装置以便控制所述输出电导率，其中所述第一和第二控制装置必须被激活以提供输出信号。第一输入信号具体地说由第一控制装置提供，第一控制装置包括用于改变超导电流的装置，包括电压源的第二控制装置提供电压V_B。在一个特定实现方式中，第二控制装置包括连接第一和第二超导栅极以提供回路或构成回路的装置和用于将磁场作用于所述回路以产生π的奇数倍相位差的装置。另外，所述的第一控制装置可包括用于改变超导电流(如控制电流源)以影响所述相位的装置。第二控制装置尤其是包括提供电压V_B的电压源。

根据本发明，还提供一种电路，它包括许多逻辑元件，其中至少有一些“与”元件包含根据权利要求15-18之一的逻辑元件。

特别提供一种控制谐振隧道效应超导配置(例如晶体管)的电导率的方法。所述晶体管包括：源极和漏极；通过隧道势垒与所述源极和漏极分别连接的基极，所述基极构成双势垒量子阱；以及控制源漏电流的第一和第二超导栅极。所述方法包括如下步骤：

-控制两个超导栅极之间的相位差，使之具有使谐振隧道效应启动的值；

-对所述基极施加电压，以利用提供的Andreev能级(即量子阱中的束缚态)启动电子的传导。尤其是，所述方法包括施加接近对应于包括铁磁性材料的相互交换能量的2h₀/e的电压，并提供两超导栅极之间的相位差，所述相位差对应于(2n＋1)π，其中n＝0，±1，...。提供π奇数倍的相位差可以通过多种方式来完成，如将两超导栅极互连以构成回路，并在所述超导回路上施加磁场。或者，可以使用(例如)控制电流源产生流经所述两个超导体的超导电流I_S来改变超导电流I_G，从而控制所述相位差。

附图简介

下面将参照附图不限形式地对本发明予以说明：

图1说明根据本发明的晶体管配置的第一实施例；

图2说明根据本发明的配置的第二实施例；

图3A示意说明占用不同能带的反向自旋的电子；

图3B是如图3A所示反向自旋的电子的另一种说明，它明确地表示交换互作用能量h₀；

图4A示意说明根据本发明的配置的电导率振荡；

图4B示意说明图4A中所发生的空穴电子交换；

图5示意说明谐振与所施加能量和相位差的相关性；

图6说明了不同相位差的电流电压特性曲线。

发明详细介绍

图1说明根据本发明的谐振隧道效应晶体管配置10。源极S1和漏极D2通过隧道势垒4，4与根据本发明包括铁磁体的基极3连接。特别是它包含中型铁磁性“岛状物”。基极3也与超导栅极装置连接，具体地说与控制源-漏电流I_SD的第一和第二超导栅极5，6(SC，SC)相连接。

源极和漏极1，2具体地说可以包括普通金属，它们可以说是构成了普通金属电子储存器。隧道势垒4，4使基极3构成双势垒量子阱，用于阻止电流流经源极和漏极之间，除非与源漏电子的费密能量匹配的量子阱内存在束缚态。如果存在这种束缚态，则源漏电子将可以利用谐振隧道效应通过基极3。量子阱中的束缚态也称为Andreev能级，可以由超导栅极5，6控制。

现在将对量子阱中的束缚态现象即所说的Andreev能级进行说明。当电子尝试从普通金属经隧道进入超导体时，在金属和超导体之间的界面处主要有三个电子散射过程。这些散射过程包括电子传导，电子反射和上述的Andreev反射。Andreev反射是由于如下因素：在界面的普通金属一侧，存在传导电子和空穴，而在超导体一侧，存在反向自旋的电子库柏对。这样尝试经隧道进入超导体的电子就必须在超导体一侧构成库柏对，这可以通过下面的量子力学现象来实现：在电子经隧道进入超导体的同时，反射一个其动量与电子动量相反的空穴。其反向过程(即，当空穴从金属一侧入射到超导体时)通过类推可以被表示为从所述超导体清除一个库柏对。

另一方面，如果所述金属是铁磁体，所述电子的自旋与晶体电子的自旋互作用。其结果将会是，向上自旋和向下自旋的电子的能量差为电子自旋与铁磁体的自发磁矩的互作用能h₀。因此，在Andreev反射的情况下，两个反向自旋的电子离开铁磁体，在超导体中形成库柏对。这就意味着，在Andreev反射之后，反射的空穴具有与入射电子自旋反向的自旋，且由此它们的能量差为磁能h₀。(所述磁能必须低于超导体的能隙，否则无法形成库柏对。)

因此，通过图1和图2中铁磁性岛状物形式的基极3的电子迁移是通过这种Andreev反射的电子和空穴来实现的。入射到铁磁性超导体界面上的电子将以空穴的形式被反射，然后当所述空穴入射到对面的铁磁性超导体界面时，将以电子的形式被反射；接着电子又入射到对面的铁磁性超导体界面时，又以空穴的形式被反射，如此往复循环。这种持续的反射或束缚态构成了所谓的Andreev能级。

这证明，如果入射电子的能量(E)等于h₀，则电子和空穴的动量相等。在此情况中，空穴被反射的方向与入射电子正相反，而空穴将会完全地重复电子的(经典)轨道运动。这意味着，沿任何接近电子空穴轨道的相位增益将为零，与轨道的形式和长度无关。这是一种通过铁磁体中Andreev能级的正常运输情况。

对通过铁磁性区域的Andreev能级的正常运输的分析表明，传输电流取决于(能量E的)入射电子发送到另一个储存器(即另一个电极)的概率和以与费密能级有关的能量-E的空穴的形式反射回去的概率。电子(空穴)在铁磁性基极中的移动可以为弹道散射形式的，这取决于铁磁性岛状物的尺寸是大于还是小于电子的自由行程长度。如果小于电子的自由行程长度，则只会在铁磁性超导体边界以Andreev反射的形式发生散射，以及在电极储存器(源极或漏极)与铁磁性基极之间的势垒处发生散射。

这种配置的交换时间t属Λ/V_F阶，Λ为电子的特征转移距离，V_F为电子的费密速度。

对于散射铁磁体，Λ＝L²/l_i，其中L是此装置的典型长度，l_i是电子在此铁磁体中的平均自由行程。如果L＝5×10^-5厘米，l₁＝10^-6厘米，则交换时间将是25×10^-12秒。对于弹道式铁磁体，Λ＝L，而交换时间为t＝5×10^-13秒。(上面所提供的数字值仅用于说明)。

图1显示的是本发明配置10的第一实施例。源漏电流，即源极1和漏极2之间的传输电流I_SD由电子经过铁磁性基极(FM)3从源极S传送到漏极D的概率确定。如果产生谐振隧道效应后电子的能量满足Andreev能级，则此概率等于1，在其余的情况中，这个值都远小于1。如果控制电流源(图中未标出)施加到两个超导栅极(SC)5，6之间，产生控制电流I_G，则在与基极3相接触的两个超导体5，6的波函数之间出现量子力学相位差Δ。输出电导率G＝ΔI_SD/ΔV_B证明与所述相位差有极大的相关性。如果相位差Δ不等于(2n＋1)π，则将不会有谐振隧道效应，且与该透明度的平方成比例的电导率将会很低，而与所施加的电压V_B无关。

但是如果相位差Δ等于(2n＋1)π或π的奇数倍，且同时施加的电压V_B接近于铁磁性基极的交换势能2h₀/e，则所述电导率将大大增加。这是因为铁磁体中的Andreev能级将集中于交换能量h₀的附近，从而在此处发生从源极到漏极的电子谐振传输。因此，输出电导率G取决于构成所述第一和第二参数的两个参数Δ和V_B。当V_B接近于2h₀/e时，通过这些栅极(即超导体电极)的超导电流I_G的变化将在很大程度上改变输出电导率。如果将所施加的电压V_B降低，则宏观谐振传输将被断开，以及电导率G对相位差Δ的灵敏度也随之消失。因此，只有在两个参数均满足第一和第二控制装置所提供的给定的条件、即I_S和V_B都存在时，才会有输出信号或很高的电导率。所以这种配置可以被称为逻辑“与”元件。

根据图1所示的实施例，第一控制装置包括控制电流源，控制电流源产生控制电流I_G，以影响所述相位，从而实现相位差控制。

在图2所示的另一个配置20中，这样设置互连装置7，使得第一和第二超导体栅极5，6形成回路，该回路上有外加磁场，这样超导电流流经超导体，以便以此方式达到控制相位差的目的。

第二控制装置包括向图1的配置10和图2的配置20中的铁磁性基极施加电压V_B的电压源8。现在参照图3A-6对其工作原理予以透彻的说明。

如上所述，对于也称为Andreev干涉仪的超导体-铁磁体-超导体配置的电导率，由于当给出或满足有关所施加电压和所产生相位差的某些条件时产生正常电子通过Andreev能级的谐振传输产生剧烈的电导率波动。在使用普通导体作为基极的结构中，显然这种中型系统的电导率对超导体相位差的灵敏度很高；有关示例，参见C.J.Lamberg和R.Raimondi在J.Phys.：Condens.Matter，10，901(1997)上发表的文章。如上所述，这是因为普通金属和超导体之间的界面处的Andreev散射所致的准粒子的量子干扰所致。起因是超导冷凝的相位强加于普通金属的准粒子波函数上。从而随着两超导体之间的相位差产生普通金属电导率的显著波动。如上所述，普通金属中能量低于超导体能隙的单个电子无法进入超导体，但是在Andreev反射情况下，入射电子转换成反向自旋的空穴。自旋反向不影响非磁性普通金属的干扰特性，因为所有的能级相对于自旋方向会产生两倍的简并，但是在铁磁体中，由于铁磁体自发磁距与电子自旋的互作用(下文将称为(交换)互作用能量h₀)而使此简并被提升。

在图3A中，说明反向自旋的电子是如何占用不同能带的。在该图中，E对应于费密能量，ε_F表示费密能级，P表示脉冲输入。向上指的箭头表示向上自旋，而向下指的箭头表示向下自旋。此处假定向上自旋的电子占用能量E＝(p²/2m)＋h₀的能带，在图3A中表示为第一能带11，而向下自旋的电子(具有能量E＝(p²/2m)－h₀)占用图中12所表示的能带。与Andreev散射相关的自旋方向的变化使反射的准粒子从一个能带漂移到其影响为量子干扰的另一个能带。

在图3B中，交换互作用能量h₀以图示的方式被明确地表示，同样箭头分别表示向上和向下自旋的电子。在其他方面，图3B与图3A的情况类似。

图4A显示的是如图1和图2所示配置的一个剖面，其中包括了超导栅极(SC)5，6，铁磁性基极(FM)3以及构成电子储存器的源漏极(S，D)1，2。如前所述，超导体之间的相位差可以改变，例如通过改变电流，或者通过将磁场施加于由所述超导体5，6和互连装置(未标出)或以制成回路形状以便使超导电流流动的超导体构成的超导回路。在此图中，I1和I2分别表示超导体/铁磁体界面和铁磁体/超导体界面。此图中所示的也可以说是Andreev干涉仪，且假定此干涉仪的铁磁性中型部分是散射的，内部的准粒子的移动是半经典的，即费密波长λ_F是系统中最短长度的情况。如果这些条件都被满足，则可以使用电子和空穴的经典轨迹来分析系统中的电荷传导。有关示例，参见H.A.Blom等人在Phys.Rev.B 57，9995(1998)上发表的文章，同时它也以参考的形式在此处被并入。Andreev反射的顺磁效应本质上修改了Andreev能级的构成。向上自旋

/向下自旋 的电子的动量和向上自旋 /向下自旋

的所反射的空穴的动量由如下表达式给出： $p_{\↑\↓}^e=(p_F^2+2m(E\±h_0){)}^{1/2}$ $p_{\↑\↓}^h=(p_F^2-2m(E\±h_0){)}^{1/2}$

E是从费密能级ε_F测得的入射电子的能量，P_F是费密动量以及m是电子的质量。这证明，相对于非磁性的情况，在费密能级(E≈0)附近，铁磁体中的电子和空穴的动量是不同的，如果h₀足够大的话(通常h₀大于Thouless能量)，则因破坏性干扰而使干扰效应不存在。这说明超导电导率和磁序化之间存在冲突。但是，在施加有限的电压V_B的情况下，非超导传导中的干扰效应可能存在。

如果能量|E|≈h₀，则Andreev反射情况下的准粒子动量的变化很小，而速度却显著变化，基本消除了相位增益，包括超导边界的电子空穴转换。当E＝h₀时，任何一条这样的轨迹都会闭合，因为电子的动量与反向自旋空穴的动量是相同的，同时相同的速度具有相反的方向；在Δ＝(2n＋1)π(其中n＝0，±1，...)时，这种消除过程得以完成，而与几何形状和长度无关。根据Bohr-Sommerfield量子化，所有这样的轨迹都属于一个相同的能级。这意味着E＝h₀时的能级被极大地简并，简并数为N₁≈S/λ_F ²，其中S是超导体-铁磁体-超导体结合处的横截面积。就非磁性情况进行类推，Andreev能级的中型简并的可能性导致电导率的巨大波动，因此相应地，非超导传导对超导体相位差Δ具有很高的灵敏度。

在图4A中，两个正常电子的电子储存器：源漏极1，2(参考符号与图1和图2中相同)通过低透明度t_r＜＜1的势垒4，4与属于中型尺寸的铁磁体基极3弱连接。假定电压V_B(未标出；比较图1)被施加于两个电子储存器即源漏极1，2，以使普通电流I流经异结构的铁磁性基极。实际情况是正常反射在铁磁体和超导体之间的边界(以下表示为FM-SC边界)处伴随有Andreev电子空穴散射。因此，其原因是存在势能势垒(或金属的费密速度差)，一般存在于FM-SC界面。通常这种散射抑制电子能谱对如下情况的超导体相位差的灵敏度：将Andreev能级转换成因空间量子化而在被隔离的金属中产生的那种能级。但是，通过Andreev能级的谐振隧道效应要求正常反向散射的影响要小。假定正常反射的概率远小于1，而正常反射的绝对值平方加Andreev反射概率的平方等于1。

根据C.J.Lambert在J.Phys.：Cond.Matter 3，6579(1991)；Cond.Matter 5，707(1993)中所讨论的Landauer-Lambert方程式，电流和电导率由从储存器进入的电子经历电子空穴传导的概率确定。在较小的能量间隔|E－h₀|＜＜E_Th中，其中E_Th＝hD/L²2π是Thouless能量，D是散射因子，L是两超导体之间的距离，不存在破坏性干扰，而且通过Andreev能级的谐振隧道效应的影响决定了超导体相位差＝(2n＋1)π周围的电导率G()具有陡的最大区。|E－h₀|应该远小于Thouless能量的这一条件满足的话，则可以认为与FM-SC边界处的Andreev反射有关的电子和空穴的轨迹按传统观点是不可区分的。注入的电子(或空穴)会经历势能上的分裂。

可以认识到：对电导率的相位灵敏部分的主要贡献来自如图4A和图4B所示的轨迹，它们具有如下特点：它们包括相等的电子和空穴部分，使得沿这种轨迹的相位增益可以被极大地补偿，并且在不同的FM-SC边界处会出现沿这种轨迹连续的正常反射。可以根据两个连续反射之间路径的区间上的振幅

(其中n＝0，±1，±2，...是区间编号；而上标e或h分别表示振幅属于其中电子轨迹或空穴轨迹)求得沿这样的路径的传输振幅。电子轨迹以连续线表示，而空穴轨迹以短划线表示。在图4b中以圆点表示的FM-SC边界处的这些反射点上，振幅连续穿过2×2的单式矩阵；其单元为Andreev和正常反射的振幅，参见A.L.Shelankov在Pis′ma Zh.Eksp.Teor.Fiz.32，122(1980)(JETP Lett.)；G.E，Blonder等人在Phys.Rev.B25，4515(1982)发表的文章。区间0(图4b中的点I和II)左边和右边的电子和空穴振幅彼此相连，到储存器的引线上的振幅穿过2×2的单式矩阵，这说明了铁磁体与储存器引线之间势垒处的散射。通过与这些振幅比较，得到振幅a_n ^(e，h)(n＝0，±1，...)的一组线性代数方程式，其右侧与势垒的透明度tr成正比。这组方程式的系数取决于能量E和通过相位增益的长度。

在不纯净的金属中，两相邻区间上的轨迹具有显著不同的形状，因此它们的长度是完全不相关的。从这些比较方程式，得出如下结论：问题相当于找出沿势垒的无序一维链的量子移动的概率振幅，这些势垒的透明度是t²≡|r_N|²＜＜1

换言之，问题被简化为通过在势垒的一维链中形成的量子状态的、其空间位置无序的的电子的谐振传输。这种状态已知是局部性的，而我们感兴趣的是那些局限于包含注入点的区间周围的状态。在图4A中，说明的是Andreev反射，如果相位差等于(2n＋1)π，则允许沿相同的轨迹传导。

图5说明与所施加能量或所施加电压有一定函数关系的电导率的灵敏度(此处相对电导率G/G_o)。连续线对应于Δ为π的奇数倍时的情况，点线对应于Δ＝1.1×π的情况，短划线对应于Δ＝1.2×π的情况，且 $G_0=\sqrt{2}{e}^2{N}_{\⊥}{t}_r/h$ 以及所施加电压为V。因此，正如所见到的，如果Δ是π的奇数倍，且在两个边界，正常反射相同，则在铁磁体基极中电子空穴对的顺时针和反时针运动之间存在对称性，能级h₀被简并。在此条件下，通过Andreev能级的谐振传输在施加电压V＝2h₀/e时出现最大值，且将观察到电导率的谐振峰值。此处也假设h₀/E_th＝1。

图6中示出对于相位差＝π(连续线)，Δ＝1.1π(点线)，以及＝1.2π(短划线)的电流电压特性曲线。在低电压的情况时(远小于2h₀/e)(如果未简并，则标准为2h₀/e)，存在通过单个Andreev能级的准粒子谐振隧道效应且电流电平很低。当V≈ 2h₀/e，即V＝V_B且Δ＝π时，Andreev能级集中于h₀附近且存在通过所有开放横向方式N的同时谐振传输，导致电流的突变。随着电压进一步增加，更多的载流子再次以谐振方式贯穿各分离的Andreev能级，可观察到电流增长较慢。当Δ偏离π时，集中于h₀附近的Andreev能级的数量降低，从而导致电流对电压的灵敏度的降低。假定 $I_0=\sqrt{2}{e}^2{N}_{\⊥}{t}_{r}2h_0/e,$ 总之，如果A9≈π且V_B ≈ 2h₀/e同时满足时，电导率达到峰值。

在上述示例中，涉及包括散射铁磁性导体的实施例。但是，导致电导率和传输电流对超导体相位差和施加电压的高灵敏度的贯穿弹道中型铁磁体的谐振涉及本发明范围内的另一个实施例。

Claims (23)

1.一种干涉仪配置(10，20)，它包括：源极(1)和漏极(2)；通过隧道势垒与所述源极(1)和所述漏极(2)连接的基极(3)，从而所述基极构成双屏蔽量子阱；以及第一和第二超导栅极(5，6)，后者用以控制源漏电流(I_SD)；

其特征还在于：

所述基极(3)包括当量子阱结构内存在与所述源漏极能量一致的束缚态时启动所述源漏极的谐振隧道效应的铁磁性材料。

2.根据权利要求1的干涉仪配置，其特征在于：它包括晶体管配置。

3.根据权利要求1或2的干涉仪配置，其特征在于：所述输出电导率(G)取决于第一和第二参数，并且设置第一和第二控制装置(7，8)以控制所述输出电导率。

4.根据权利要求3的配置，其特征在于：所述第一参数是第一和第二超导电极(5，6)之间的相位差(Δ)，以及所述第一控制装置7)用于控制所述相位差(Δ)。

5.根据权利要求4的配置，其特征在于：所述第一控制装置包括用于提供由加在两个超导栅电极(5，6)间的控制电流源供给的流经所述栅极的超导电流I_G的装置。

6.根据权利要求4的配置，

其特征在于：

所述第一控制装置包括连接所述第一和第二超导栅极(5，6)以构成回路(8)的装置和向所述回路施加磁场的装置。

7.根据权利要求3至6中任何一个的配置，

其特征在于：

所述第二参数是所述铁磁性基极(3)的交换互作用能量。

8.根据权利要求7的配置，

其特征在于：所述第二控制装置包括电压源(8)，以及电压(V_B)加到所述铁磁性基极(3)上。

9.至少根据权利要求4和8的配置，

其特征在于：为了提供高电导率(G)或输出信号，所述相位差(Δ)被基本控制为(2n＋1)π；n＝0，±1，...，以及所述施加的电压(V_B)基本对应于所述铁磁性基极的所述互作用能量(h₀/e；2h₀/e)。

10.根据权利要求9的配置，

其特征在于：

在Δ＝(2n＋1)π和V_B＝2h₀/e的情况下，存在最大输出电导率。

11.根据上述权利要求中任何一个的配置，

其特征在于：

所述源极和所述漏极(1，2)包括普通金属，如Au，Ag，Bi；所述超导栅极包括例如Pb，Al，Nb，Yt，Ba，CuO，以及所述铁磁性其电极包括例如La，Sr，Ca或MnO。

12.根据上述权利要求中任何一个的配置，

其特征在于所述铁磁性基极(3)是中型的(mesoscopic)。

13.根据权利要求9的配置，

其特征在于：

它构成逻辑“与”元件，当Δ＝(2n＋1)π且V_B＝2h₀/e或对应于所述基极的所述互作用能量时，即当输入V_B和I_G两者时提供输出信号。

14.根据权利要求2至12中任何一个的配置用作逻辑“与”元件。

15.一种逻辑元件，它包括谐振隧道效应干涉仪，具体地说包括一种晶体管，后者包括：源极和漏极；所述源极和所述漏极分别通过隧道势垒连接的基极；以及安排来控制所述源漏电流I_SD的第一和第二超导栅极，

其特征还在于：

所述基极包括铁磁性材料；以及为了提供对应于高电导率的输出信号，提供第一输入信号和第二输入信号，所述第一输入信号保证所述两超导栅极之间相位差是(2n＋1)π，所述第二输入信号是加到所述铁磁性基极的所述电压V_B、它大约对应于所述铁磁体的所述互作用交换能量(2h₀/e)。

16.根据权利要求15的逻辑元件，

其特征在于：对应于所述输出电导率的所述输出信号分别取决于第一和第二参数，以及提供了第一和第二控制装置以控制所述输出电导率，所述第一和第二控制装置两者必须被激活以便提供输出信号。

17.根据权利要求15或16的逻辑元件，

其特征在于：

所述第一输入信号由包括产生超导电流的装置的第一控制装置提供，以及所述第二控制装置包括提供所述电压V_B的电压源。

18.根据权利要求15至17中任何一个的逻辑元件，

其特征在于：所述第一控制装置包括连接所述第一和第二超导栅极的装置和向所述回路施加磁场产生为π的奇数倍的相位差的装置。

19.一种电路，它包括许多逻辑元件，其中至少一些所述逻辑“与”元件包括根据权利要求15至18中任何一个的逻辑元件。

20.一种控制隧道效应超导干涉仪(例如，晶体管)的电导率的方法，其中所述晶体管包括：源极和漏极；通过隧道势垒与所述源极和所漏极分别连接的基极，所述基极构成了双势垒量子阱；以及控制所述源漏电流的第一和第二超导栅极，

其特征还在于：

所述基极包括铁磁性材料，以及所述方法包括如下步骤：

-控制所述超导栅极之间的相位差以便在所述量子阱中提供启动谐振隧道效应的束缚态，

-向所述包括铁磁性材料的基极施加这样的电压，使得所述谐振隧道效应具有较高的值，从而提供较高的或基本上最大化的电导率。

21.根据权利要求20的方法，

其特征在于：还包括如下步骤：

-施加接近于所述铁磁性基极的互作用交换能量所对应的2h₀/e的电压，

-提供相位差Δ＝(2n＋1)π。

22.权利要求21的方法，

其特征在于：为了提供等于π的奇数倍的相位差，它包括如下步骤：

连接所述超导栅极以形成回路，

施加穿过所述超导回路的磁场。

23.根据权利要求21的方法，

其特征在于：包括如下步骤：

-通过产生经过所述超导电极的超导电流I_G来控制所述超导栅极之间的相位差。

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