JP3525145B2 - 多相高周波磁束駆動超伝導量子干渉素子 - Google Patents
多相高周波磁束駆動超伝導量子干渉素子Info
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Description
【０００１】
【発明の属する技術分野】本発明は、多相高周波磁束駆
動超伝導量子干渉素子に関するものである。
動超伝導量子干渉素子に関するものである。
【０００２】
【従来の技術】本願発明者によって既に高周波磁束駆動
超伝導量子干渉素子（特開２０００−３３８２０９）が
提案されている。
超伝導量子干渉素子（特開２０００−３３８２０９）が
提案されている。
【０００３】現在の電圧標準器では、金属超伝導体を用
いたトンネル型ジョセフソン素子に高周波信号を印加し
た際にカオス的に生ずるゼロバイアス電流ステップを用
いている。この方法では、容量が大きく、電流−電圧特
性上にヒステリシスを有するようなジョセフソン素子が
要求される。
いたトンネル型ジョセフソン素子に高周波信号を印加し
た際にカオス的に生ずるゼロバイアス電流ステップを用
いている。この方法では、容量が大きく、電流−電圧特
性上にヒステリシスを有するようなジョセフソン素子が
要求される。
【０００４】
【発明が解決しようとする課題】しかしながら、現在の
技術では、このようなジョセフソン素子の実現には金属
超伝導体を用いる必要があり、そのために必然的に動作
温度が低く抑えられてしまう。また、ゼロバイアス電流
ステップはカオス的に発生することから、出現するステ
ップの次数や極性を一意に制御することができず、高精
度の電圧計を備えた電圧測定サブシステムを利用してロ
ックすべき電圧を探し出す必要がある。
技術では、このようなジョセフソン素子の実現には金属
超伝導体を用いる必要があり、そのために必然的に動作
温度が低く抑えられてしまう。また、ゼロバイアス電流
ステップはカオス的に発生することから、出現するステ
ップの次数や極性を一意に制御することができず、高精
度の電圧計を備えた電圧測定サブシステムを利用してロ
ックすべき電圧を探し出す必要がある。
【０００５】また、現在の超伝導量子干渉素子を利用し
た磁束計においては、その出力電圧の極性はバイアス電
流の極性によって決定されるため、単極性出力のみしか
得られなかった。
た磁束計においては、その出力電圧の極性はバイアス電
流の極性によって決定されるため、単極性出力のみしか
得られなかった。
【０００６】更に、通常の論理電子素子では、バイアス
電源の極性に従った単極性の高出力状態（１）と低出力
状態（０）を出力としている。よって両極性の出力（±
１）を得るには、両極性の電源、もしくは複雑な回路構
成が必要となる。
電源の極性に従った単極性の高出力状態（１）と低出力
状態（０）を出力としている。よって両極性の出力（±
１）を得るには、両極性の電源、もしくは複雑な回路構
成が必要となる。
【０００７】本発明では、上記状況に鑑みて、超伝導量
子干渉素子の出力が両極性となるため、多値論理素子や
ニューロン素子といった高機能論理素子を実現すること
ができる多相高周波磁束駆動超伝導量子干渉素子を提供
することを目的とする。
子干渉素子の出力が両極性となるため、多値論理素子や
ニューロン素子といった高機能論理素子を実現すること
ができる多相高周波磁束駆動超伝導量子干渉素子を提供
することを目的とする。
【０００８】
【課題を解決するための手段】本発明は、上記目的を達
成するために、 〔１〕多相高周波磁束駆動超伝導量子干渉素子におい
て、３個のジョセフソン素子と超伝導インダクタから構
成される超伝導量子干渉素子に、位相の異なる高周波磁
束Ｂrf1 とＢrf2 および直流磁束Ｂdcを印加し、これら
により発生する磁束量子の超伝導ループ内への注入・排
出に起因して高周波磁束の周波数に比例した電圧位置に
一つのゼロバイアス電流ステップが生じることを利用し
て、電圧標準器としての機能を持たせることを特徴とす
る。
成するために、 〔１〕多相高周波磁束駆動超伝導量子干渉素子におい
て、３個のジョセフソン素子と超伝導インダクタから構
成される超伝導量子干渉素子に、位相の異なる高周波磁
束Ｂrf1 とＢrf2 および直流磁束Ｂdcを印加し、これら
により発生する磁束量子の超伝導ループ内への注入・排
出に起因して高周波磁束の周波数に比例した電圧位置に
一つのゼロバイアス電流ステップが生じることを利用し
て、電圧標準器としての機能を持たせることを特徴とす
る。
【０００９】〔２〕多相高周波磁束駆動超伝導量子干渉
素子において、３個のジョセフソン素子と超伝導インダ
クタから構成される超伝導量子干渉素子に、位相の異な
る高周波磁束Ｂrf1 とＢrf2 および直流磁束Ｂdcを印加
し、これらにより発生する磁束量子の超伝導ループ内へ
の注入・排出に起因して前記直流磁束Ｂdcを印加するた
めの電流Ｉdcをピックアップコイルからの信号電流とみ
なし、磁束計として用いることにより、両極性の出力電
圧を得ることを特徴とする。
素子において、３個のジョセフソン素子と超伝導インダ
クタから構成される超伝導量子干渉素子に、位相の異な
る高周波磁束Ｂrf1 とＢrf2 および直流磁束Ｂdcを印加
し、これらにより発生する磁束量子の超伝導ループ内へ
の注入・排出に起因して前記直流磁束Ｂdcを印加するた
めの電流Ｉdcをピックアップコイルからの信号電流とみ
なし、磁束計として用いることにより、両極性の出力電
圧を得ることを特徴とする。
【００１０】〔３〕多相高周波磁束駆動超伝導量子干渉
素子において、３個のジョセフソン素子と超伝導インダ
クタから構成される超伝導量子干渉素子に、位相の異な
る高周波磁束Ｂrf1 とＢrf2 および直流磁束Ｂdcを印加
し、これらにより発生する磁束量子の超伝導ループ内へ
の注入・排出に起因して前記直流磁束Ｂdcを印加するた
めの電流Ｉdcを前段の論理素子からの両極性論理信号電
流とみなすことにより、両極性出力型論理素子として用
いることを特徴とする。
素子において、３個のジョセフソン素子と超伝導インダ
クタから構成される超伝導量子干渉素子に、位相の異な
る高周波磁束Ｂrf1 とＢrf2 および直流磁束Ｂdcを印加
し、これらにより発生する磁束量子の超伝導ループ内へ
の注入・排出に起因して前記直流磁束Ｂdcを印加するた
めの電流Ｉdcを前段の論理素子からの両極性論理信号電
流とみなすことにより、両極性出力型論理素子として用
いることを特徴とする。
【００１１】
【発明の実施の形態】以下、本発明の実施の形態につい
て詳細に説明する。
て詳細に説明する。
【００１２】図１は本発明の実施例を示す３個のジョセ
フソン素子および超伝導インダクタから構成される超伝
導量子干渉素子の等価回路図である。
フソン素子および超伝導インダクタから構成される超伝
導量子干渉素子の等価回路図である。
【００１３】この図において、１は電流Ｉdcを流す制御
線、２，３は二つの超伝導ループ、４は電流Ｉrf1 を流
す制御線（左側）、５は電流Ｉrf2 を流す制御線（右
側）、６は素子の電流端子、７は素子の電圧端子、８は
電流Ｉrf1 の外部電源、９はその外部電源８の終端アー
ス端子、１０は制御線（左側）４の終端アース端子、１
１は電流Ｉrf2 の外部電源、１２はその外部電源１１の
終端アース端子、１３は制御線（右側）５の終端アース
端子、１４は電流Ｉdcの外部電源、１５はその外部電源
１４の終端アース端子、１６は制御線１の終端アース端
子、１７はバイアス電流Ｉb の外部電源、１８はバイア
ス電流Ｉb の外部電源１７のアース端子、１９は素子の
アース端子である。
線、２，３は二つの超伝導ループ、４は電流Ｉrf1 を流
す制御線（左側）、５は電流Ｉrf2 を流す制御線（右
側）、６は素子の電流端子、７は素子の電圧端子、８は
電流Ｉrf1 の外部電源、９はその外部電源８の終端アー
ス端子、１０は制御線（左側）４の終端アース端子、１
１は電流Ｉrf2 の外部電源、１２はその外部電源１１の
終端アース端子、１３は制御線（右側）５の終端アース
端子、１４は電流Ｉdcの外部電源、１５はその外部電源
１４の終端アース端子、１６は制御線１の終端アース端
子、１７はバイアス電流Ｉb の外部電源、１８はバイア
ス電流Ｉb の外部電源１７のアース端子、１９は素子の
アース端子である。
【００１４】ここで、ジョセフソン素子は抵抗Ｒn1，Ｒ
n2，Ｒn3とキャパシタＣj1，Ｃj2，Ｃj3が並列に接続さ
れたモデルである、Ｒｅｓｉｓｔｉｖｅｌｙ ａｎｄ
Ｃａｐａｃｉｔｉｖｅｌｙ Ｓｈｕｎｔｅｄ Ｊｕｎｃ
ｔｉｏｎ Ｍｏｄｅｌ（ＲＣＳＪモデル）で表されてい
る。
n2，Ｒn3とキャパシタＣj1，Ｃj2，Ｃj3が並列に接続さ
れたモデルである、Ｒｅｓｉｓｔｉｖｅｌｙ ａｎｄ
Ｃａｐａｃｉｔｉｖｅｌｙ Ｓｈｕｎｔｅｄ Ｊｕｎｃ
ｔｉｏｎ Ｍｏｄｅｌ（ＲＣＳＪモデル）で表されてい
る。
【００１５】この等価回路では、素子中に二つの超伝導
ループ２，３が含まれる。この超伝導量子干渉素子に直
流磁束Ｂdcを印加するために、電流Ｉdcを流す制御線１
を二つの超伝導ループ２，３にそれぞれ相互インダクタ
ンスＭdc1 とＭdc2 を介して結合させる。また、左側の
超伝導ループ２に交流磁束Ｂrf1 を印加するために、電
流Ｉrf1 を流す制御線４を左側の超伝導ループ２に相互
インダクタンスＭrf1を介して結合させる。
ループ２，３が含まれる。この超伝導量子干渉素子に直
流磁束Ｂdcを印加するために、電流Ｉdcを流す制御線１
を二つの超伝導ループ２，３にそれぞれ相互インダクタ
ンスＭdc1 とＭdc2 を介して結合させる。また、左側の
超伝導ループ２に交流磁束Ｂrf1 を印加するために、電
流Ｉrf1 を流す制御線４を左側の超伝導ループ２に相互
インダクタンスＭrf1を介して結合させる。
【００１６】同様に、右側の超伝導ループ３に交流磁束
Ｂrf2 を印加するために電流Ｉrf2を流す制御線５を右
側の超伝導ループ３に相互インダクタンスＭrf2 を介し
て結合させる。さらに、素子の電流端子６と電圧端子７
を設け、バイアス電流Ｉb に対する発生電圧Ｖを測定で
きるようにする。
Ｂrf2 を印加するために電流Ｉrf2を流す制御線５を右
側の超伝導ループ３に相互インダクタンスＭrf2 を介し
て結合させる。さらに、素子の電流端子６と電圧端子７
を設け、バイアス電流Ｉb に対する発生電圧Ｖを測定で
きるようにする。
【００１７】そこで、バイアス電流Ｉb を無視して、超
伝導量子条件から素子の量子状態図を求める。図１にあ
るようにループ電流ｉ1 とｉ2 をとると、左右の超伝導
量子条件は次の２式で表される。 −φ1 ＋（２π／Φ0 ）Ｌ1 ｉ1 ＋（２π／Φ0 ）Ｍdc1 Ｉdc＋（２π／Φ0 ） Ｍrf1 Ｉrf1 ＋φ2 ＝２πｎ1 …（１） −φ2 ＋（２π／Φ0 ）Ｌ2 ｉ2 ＋（２π／Φ0 ）Ｍdc2 Ｉdc＋（２π／Φ0 ） Ｍrf2 Ｉrf2 ＋φ3 ＝２πｎ2 …（２） ここで、φ1 ，φ2 ，φ3 は、それぞれ左、中、右のジ
ョセフソン素子の位相差である。また、Φ0 は磁束量子
（２．０７×１０-15 Ｗｂ）、ｎ1 とｎ2 は整数であ
り、それぞれ左側、右側の超伝導ループ中に含まれる磁
束量子の数を表す。これらの上記した式（１），（２）
を元に素子の量子状態図を求めることができる。
伝導量子条件から素子の量子状態図を求める。図１にあ
るようにループ電流ｉ1 とｉ2 をとると、左右の超伝導
量子条件は次の２式で表される。 −φ1 ＋（２π／Φ0 ）Ｌ1 ｉ1 ＋（２π／Φ0 ）Ｍdc1 Ｉdc＋（２π／Φ0 ） Ｍrf1 Ｉrf1 ＋φ2 ＝２πｎ1 …（１） −φ2 ＋（２π／Φ0 ）Ｌ2 ｉ2 ＋（２π／Φ0 ）Ｍdc2 Ｉdc＋（２π／Φ0 ） Ｍrf2 Ｉrf2 ＋φ3 ＝２πｎ2 …（２） ここで、φ1 ，φ2 ，φ3 は、それぞれ左、中、右のジ
ョセフソン素子の位相差である。また、Φ0 は磁束量子
（２．０７×１０-15 Ｗｂ）、ｎ1 とｎ2 は整数であ
り、それぞれ左側、右側の超伝導ループ中に含まれる磁
束量子の数を表す。これらの上記した式（１），（２）
を元に素子の量子状態図を求めることができる。
【００１８】量子状態図の具体例を図２に示す。
【００１９】ここでは、Ｌ1 ＝Ｌ2 ＝Ｍdc1 ＝Ｍdc2 ＝
Ｍrf1 ＝Ｍrf2 ≡Ｌ、Ｉc1＝Ｉc2＝Ｉc3≡Ｉc とし、イ
ンダクタンス・パラメータβL ≡ＬＩc ／Φ0 を０．２
５とした場合の結果である（なお、以下においてはジョ
セフソン素子の抵抗とキャパシタンスについてもＲn1＝
Ｒn2≡Ｒn 、Ｃj1＝Ｃj2≡Ｃj として議論する）。横軸
γ1 は、左側のループに磁束を印加する電流をＩc で規
格化した値〔すなわち（Ｉdc＋Ｉrf1 ）／Ｉc 〕であ
り、縦軸γ2 は、右側のループに磁束を印加する電流を
Ｉc で規格化した値〔すなわち（Ｉdc＋Ｉrf2 ）／
Ｉc 〕である。
Ｍrf1 ＝Ｍrf2 ≡Ｌ、Ｉc1＝Ｉc2＝Ｉc3≡Ｉc とし、イ
ンダクタンス・パラメータβL ≡ＬＩc ／Φ0 を０．２
５とした場合の結果である（なお、以下においてはジョ
セフソン素子の抵抗とキャパシタンスについてもＲn1＝
Ｒn2≡Ｒn 、Ｃj1＝Ｃj2≡Ｃj として議論する）。横軸
γ1 は、左側のループに磁束を印加する電流をＩc で規
格化した値〔すなわち（Ｉdc＋Ｉrf1 ）／Ｉc 〕であ
り、縦軸γ2 は、右側のループに磁束を印加する電流を
Ｉc で規格化した値〔すなわち（Ｉdc＋Ｉrf2 ）／
Ｉc 〕である。
【００２０】図２においては、量子状態（ｎ1 、ｎ2 ）
として、（０，０）、（１，０）、（０，１）、（１，
１）を保てる範囲をγ1 −γ2 平面上に示している。
として、（０，０）、（１，０）、（０，１）、（１，
１）を保てる範囲をγ1 −γ2 平面上に示している。
【００２１】図２から明らかなように、γ1 とγ2 を操
作することで、素子の量子状態を隣接する量子状態に遷
移させることができる。簡単な例として、図３に示すよ
うな位相が９０°ずれた２つの正弦波電流をγ1 とγ2
に印加する。
作することで、素子の量子状態を隣接する量子状態に遷
移させることができる。簡単な例として、図３に示すよ
うな位相が９０°ずれた２つの正弦波電流をγ1 とγ2
に印加する。
【００２２】この場合、動作点の軌跡をγ1 −γ2 平面
上でみると、図４中の円周上を反時計回りに移動するこ
とになる。ここで、（ｎ1 、ｎ2 ）の状態が（０，０）
にあると仮定する。時間が進むにしたがって動作点は図
４中の円周上を反時計回りに移動していく。すると動作
点は、図中のＡ点にて（０，０）状態から（１，０）状
態へ遷移する。これは、左のジョセフソン素子をゲート
として磁束量子が左側の超伝導ループに注入されること
を意味する。
上でみると、図４中の円周上を反時計回りに移動するこ
とになる。ここで、（ｎ1 、ｎ2 ）の状態が（０，０）
にあると仮定する。時間が進むにしたがって動作点は図
４中の円周上を反時計回りに移動していく。すると動作
点は、図中のＡ点にて（０，０）状態から（１，０）状
態へ遷移する。これは、左のジョセフソン素子をゲート
として磁束量子が左側の超伝導ループに注入されること
を意味する。
【００２３】次に、動作点がＢ点に達すると、（１，
０）状態から（０，１）状態へ遷移する。これは真中の
ジョセフソン素子をゲートとして磁束量子が左側の超伝
導ループから右側の超伝導ループに移動することを意味
する。
０）状態から（０，１）状態へ遷移する。これは真中の
ジョセフソン素子をゲートとして磁束量子が左側の超伝
導ループから右側の超伝導ループに移動することを意味
する。
【００２４】さらに、動作点がＣ点に達すると、（０，
１）状態から（０，０）状態へ遷移する。これは、右側
の超伝導ループ３から右のジョセフソン素子をゲートと
して磁束量子が外に排出されることを意味する。すなわ
ち、正弦波の１周期の間に超伝導量子干渉素子内を１つ
の磁束量子が通過する。この場合、交流ジョセフソン効
果により、素子の両端に生ずる直流電圧Ｖは、 Ｖ＝Φ0 ｆ …（３） となる。ここで、ｆは正弦波の周波数である。
１）状態から（０，０）状態へ遷移する。これは、右側
の超伝導ループ３から右のジョセフソン素子をゲートと
して磁束量子が外に排出されることを意味する。すなわ
ち、正弦波の１周期の間に超伝導量子干渉素子内を１つ
の磁束量子が通過する。この場合、交流ジョセフソン効
果により、素子の両端に生ずる直流電圧Ｖは、 Ｖ＝Φ0 ｆ …（３） となる。ここで、ｆは正弦波の周波数である。
【００２５】この動作において最も特徴的な点は、超伝
導量子干渉素子へのバイアス電流なしに磁束量子が超伝
導量子干渉素子内を伝搬することにある。磁束量子の運
動は、２つの高周波磁束の位相差によって制御されてい
る。このことは、超伝導量子干渉素子の電流−電圧特性
上に、ゼロバイアス電流ステップが生じることを意味す
る。数値計算によって求められた電流−電圧特性を図５
に示す。
導量子干渉素子へのバイアス電流なしに磁束量子が超伝
導量子干渉素子内を伝搬することにある。磁束量子の運
動は、２つの高周波磁束の位相差によって制御されてい
る。このことは、超伝導量子干渉素子の電流−電圧特性
上に、ゼロバイアス電流ステップが生じることを意味す
る。数値計算によって求められた電流−電圧特性を図５
に示す。
【００２６】ここで、計算においては、ジョセフソン接
合のヒステリシス・パラメータβc≡２πＩc Ｃj Ｒn
2 ／Φ0 を１とし、高周波磁束の規格化周波数〔Φ0 ｆ
／（Ｉc Ｒn ）〕を０．０１２９、Ｉdc／Ｉc を１、Ｉ
rf1 ／Ｉc とＩrf2 ／Ｉc を２に設定した。
合のヒステリシス・パラメータβc≡２πＩc Ｃj Ｒn
2 ／Φ0 を１とし、高周波磁束の規格化周波数〔Φ0 ｆ
／（Ｉc Ｒn ）〕を０．０１２９、Ｉdc／Ｉc を１、Ｉ
rf1 ／Ｉc とＩrf2 ／Ｉc を２に設定した。
【００２７】図５に示すように、高周波磁束の周波数
（０．０１２９）に相当する電圧位置にゼロバイアス電
流ステップが生じている。
（０．０１２９）に相当する電圧位置にゼロバイアス電
流ステップが生じている。
【００２８】なお、印加高周波磁束については、正弦波
である必要はなく、３つの量子状態を遷移できるような
信号であれば、波形は問わない。正弦波以外に利用可能
な波形としては、図６に示すような位相のずれたパルス
波が例としてあげられる。
である必要はなく、３つの量子状態を遷移できるような
信号であれば、波形は問わない。正弦波以外に利用可能
な波形としては、図６に示すような位相のずれたパルス
波が例としてあげられる。
【００２９】このパルス波電流を用いた場合の動作点の
軌跡を図７に示す。
軌跡を図７に示す。
【００３０】図７から分かるように、図６に示す位相が
ずれた２つのパルス波電流を用いた場合でも、量子状態
が（０，０）→（１，０）→（０，１）→（０，０）→
・・・と遷移し、これによりゼロバイアス電流ステップ
が生じることになる。
ずれた２つのパルス波電流を用いた場合でも、量子状態
が（０，０）→（１，０）→（０，１）→（０，０）→
・・・と遷移し、これによりゼロバイアス電流ステップ
が生じることになる。
【００３１】このゼロバイアス電流ステップを用いるこ
とで、次の３種類の適用が可能となる。
とで、次の３種類の適用が可能となる。
【００３２】（１）電圧基準器
上記したように、多相高周波磁束駆動超伝導量子干渉素
子では印加高周波磁束の周波数に比例した電圧位置に、
一つのゼロバイアス電流ステップが生じる。従来のジョ
セフソン電圧標準器と同様に、これを基本電圧として用
いることができる。多相高周波磁束駆動超伝導量子干渉
素子では、ジョセフソン素子の電流−電圧特性上にヒス
テリシスを必要としないことから、酸化物高温超伝導体
を用いたジョセフソン素子を利用することが可能とな
り、動作温度を大きく向上させることができる。
子では印加高周波磁束の周波数に比例した電圧位置に、
一つのゼロバイアス電流ステップが生じる。従来のジョ
セフソン電圧標準器と同様に、これを基本電圧として用
いることができる。多相高周波磁束駆動超伝導量子干渉
素子では、ジョセフソン素子の電流−電圧特性上にヒス
テリシスを必要としないことから、酸化物高温超伝導体
を用いたジョセフソン素子を利用することが可能とな
り、動作温度を大きく向上させることができる。
【００３３】また、この方法で実現されるゼロバイアス
電流ステップは一意に決定されるため、電圧標準システ
ムから高精度電圧測定サブシステムを省くことが可能と
なる。
電流ステップは一意に決定されるため、電圧標準システ
ムから高精度電圧測定サブシステムを省くことが可能と
なる。
【００３４】（２）正負両極性出力型磁束計
図１に示す等価回路において、Ｉdcをピックアップコイ
ルからの信号電流とみなすことで、多相高周波磁束駆動
超伝導量子干渉素子を両極性出力型磁束計として用いる
ことができる。磁束計として用いた場合の素子動作原理
を図８の量子状態図を用いて説明する。
ルからの信号電流とみなすことで、多相高周波磁束駆動
超伝導量子干渉素子を両極性出力型磁束計として用いる
ことができる。磁束計として用いた場合の素子動作原理
を図８の量子状態図を用いて説明する。
【００３５】まず、被測定磁束が小さい場合を考える。
この場合、ピックアップコイルを流れる電流値は小さく
なることから、動作点は図８のＢL で示された円周上を
動くことになる。この場合の量子状態の遷移は、（０，
０）→（１，０）→（０，１）→（０，０）→・・・と
なり、上述のように正電圧にゼロバイアス電流ステップ
が生じる。
この場合、ピックアップコイルを流れる電流値は小さく
なることから、動作点は図８のＢL で示された円周上を
動くことになる。この場合の量子状態の遷移は、（０，
０）→（１，０）→（０，１）→（０，０）→・・・と
なり、上述のように正電圧にゼロバイアス電流ステップ
が生じる。
【００３６】次の、被測定磁束が大きい場合を考える。
この場合、ピックアップコイルを流れる電流値が大きく
なることから、動作点は図８のＢH で示された円周上を
動くことになる。この場合の量子状態の遷移は（１，
０）→（１，１）→（０，１）→（１，０）→・・・と
なる。
この場合、ピックアップコイルを流れる電流値が大きく
なることから、動作点は図８のＢH で示された円周上を
動くことになる。この場合の量子状態の遷移は（１，
０）→（１，１）→（０，１）→（１，０）→・・・と
なる。
【００３７】これは、１周期の間に１個の磁束量子が右
側から左側の向きで注入・排出されていることを意味し
ており、ＢL の場合と向きが逆となっている。よって、
ゼロバイアス電流ステップが発生する電圧が逆極性の負
となる。
側から左側の向きで注入・排出されていることを意味し
ており、ＢL の場合と向きが逆となっている。よって、
ゼロバイアス電流ステップが発生する電圧が逆極性の負
となる。
【００３８】このことから、多相高周波磁束駆動超伝導
量子干渉素子を磁束計として用いた場合は、両極性の出
力電圧を得ることができる。被測定磁束−出力電圧特性
は図９に示すようになる。出力電圧幅は２Φ0 ｆとな
る。よって、従来の超伝導量子干渉素子磁束計と比べて
２倍となり、高感度・高出力の磁束計として機能するこ
とになる。
量子干渉素子を磁束計として用いた場合は、両極性の出
力電圧を得ることができる。被測定磁束−出力電圧特性
は図９に示すようになる。出力電圧幅は２Φ0 ｆとな
る。よって、従来の超伝導量子干渉素子磁束計と比べて
２倍となり、高感度・高出力の磁束計として機能するこ
とになる。
【００３９】（３）正負両脚性出力型論理素子
図１に示す等価回路において、Ｉdcを前段の論理素子か
らの両極性論理信号電流とみなすことで、多相高周波磁
束駆動超伝導量子干渉素子を両極性出力型論理素子とし
て用いることができる。論理素子として用いた場合の素
子動作原理を図１０の量子状態図を用いて説明する。
らの両極性論理信号電流とみなすことで、多相高周波磁
束駆動超伝導量子干渉素子を両極性出力型論理素子とし
て用いることができる。論理素子として用いた場合の素
子動作原理を図１０の量子状態図を用いて説明する。
【００４０】まず、前段の論理素子からの論理信号が負
の場合を考える。
の場合を考える。
【００４１】この場合、信号電流値が負となることか
ら、動作点は図１０のＢ−で示された円周上を動くこと
になる。この場合の量子状態の遷移は、（０，０）→
（−１，０）→（０，−１）→（０，０）→・・・とな
る。これは、１周期の間に負の向きの１個の磁束量子が
左側から右側の向きで注入・排出されていることを意味
しており、ゼロバイアス電流ステップが発生する電圧が
負極性となる。
ら、動作点は図１０のＢ−で示された円周上を動くこと
になる。この場合の量子状態の遷移は、（０，０）→
（−１，０）→（０，−１）→（０，０）→・・・とな
る。これは、１周期の間に負の向きの１個の磁束量子が
左側から右側の向きで注入・排出されていることを意味
しており、ゼロバイアス電流ステップが発生する電圧が
負極性となる。
【００４２】次の、前段の論理素子からの論理信号が正
の場合を考える。
の場合を考える。
【００４３】この場合、信号電流値が正となることか
ら、動作点は、図１０のＢ＋で示された円周上を動くこ
とになる。この場合の量子状態の遷移は、（０，０）→
（１，０）→（０，１）→（０，０）→・・・となる。
これは１周期の間に正の向きの１個の磁束量子が左側か
ら右側の向きで注入・排出されていることを意味してお
り、ゼロバイアス電流ステップが発生する電圧が正極性
となる。
ら、動作点は、図１０のＢ＋で示された円周上を動くこ
とになる。この場合の量子状態の遷移は、（０，０）→
（１，０）→（０，１）→（０，０）→・・・となる。
これは１周期の間に正の向きの１個の磁束量子が左側か
ら右側の向きで注入・排出されていることを意味してお
り、ゼロバイアス電流ステップが発生する電圧が正極性
となる。
【００４４】このことから、多相高周波磁束駆動超伝導
量子干渉素子を論理素子として用いた場合は、両極性の
出力電圧を得ることができる。
量子干渉素子を論理素子として用いた場合は、両極性の
出力電圧を得ることができる。
【００４５】入出力特性は図１１に示すように、出力電
圧値は±Φ0 ｆとなる。これにより、論理出力として±
１を必要とする多値論理素子やニューロン素子といった
高機能論理素子を実現できる。
圧値は±Φ0 ｆとなる。これにより、論理出力として±
１を必要とする多値論理素子やニューロン素子といった
高機能論理素子を実現できる。
【００４６】なお、本発明は上記実施例に限定されるも
のではなく、本発明の趣旨に基づいて種々の変形が可能
であり、これらを本発明の範囲から排除するものではな
い。
のではなく、本発明の趣旨に基づいて種々の変形が可能
であり、これらを本発明の範囲から排除するものではな
い。
【００４７】
【発明の効果】以上、詳細に説明したように、本発明に
よれば、以下のような効果を奏することができる。
よれば、以下のような効果を奏することができる。
【００４８】（Ａ）ゼロバイアス電流ステップを発生さ
せる方法として、３つのジョセフソン素子と超伝導イン
ダクタとからなる超伝導量子干渉素子に、位相の異なる
２種類の高周波磁束を印加することでその量子状態遷移
を制御するようにしたので、ジョセフソン素子の電流−
電圧特性上にヒステリシスを必要としないことから、酸
化物高温超伝導体を用いたジョセフソン素子を利用する
ことが可能となり、動作温度を大きく向上させることが
できる。また、この方法で実現されるゼロバイアス電流
ステップは一意に決定されるため、電圧標準システムか
ら高精度電圧測定サブシステムを省くことが可能とな
る。
せる方法として、３つのジョセフソン素子と超伝導イン
ダクタとからなる超伝導量子干渉素子に、位相の異なる
２種類の高周波磁束を印加することでその量子状態遷移
を制御するようにしたので、ジョセフソン素子の電流−
電圧特性上にヒステリシスを必要としないことから、酸
化物高温超伝導体を用いたジョセフソン素子を利用する
ことが可能となり、動作温度を大きく向上させることが
できる。また、この方法で実現されるゼロバイアス電流
ステップは一意に決定されるため、電圧標準システムか
ら高精度電圧測定サブシステムを省くことが可能とな
る。
【００４９】（Ｂ）超伝導量子干渉素子の出力が両極性
となるため、従来の超伝導量子干渉素子による磁束計の
２倍の出力が得られる。
となるため、従来の超伝導量子干渉素子による磁束計の
２倍の出力が得られる。
【００５０】（Ｃ）超伝導量子干渉素子の出力が両極性
（±１）となるため、多値論理素子やニューロン素子と
いった高機能論理素子を実現することができる。
（±１）となるため、多値論理素子やニューロン素子と
いった高機能論理素子を実現することができる。
【図１】本発明の実施例を示す３個のジョセフソン素子
および超伝導インダクタから構成される超伝導量子干渉
素子の等価回路図である。
および超伝導インダクタから構成される超伝導量子干渉
素子の等価回路図である。
【図２】量子状態図である。
【図３】位相が９０°ずれた２つの正弦波電流を示す図
である。
である。
【図４】動作点の軌跡と量子状態遷移を示す図である。
【図５】電流−電圧特性の計算例を示す図である。
【図６】位相がずれた２つのパルス波電流を示す図であ
る。
る。
【図７】パルス波を用いた場合の動作点の軌跡を示す図
である。
である。
【図８】両極性出力磁束計動作の説明図である。
【図９】両極性出力磁束計動作の被測定磁束−出力電圧
特性図である。
特性図である。
【図１０】両極性出力論理素子動作の説明図である。
【図１１】両極性出力論理素子動作の入出力特性を示す
図である。
図である。
【符号の説明】
１ 直流磁束Ｂdcを印加するための電流Ｉdcを流す制
御線 ２ 左側の超伝導ループ ３ 右側の超伝導ループ ４ 制御線（左側） ５ 制御線（右側） ６ 電流端子 ７ 電圧端子 ８ 電流Ｉrf1 の外部電源 ９ 外部電源の終端アース端子 １０ 制御線（左側）の終端アース端子 １１ 電流Ｉrf2 の外部電源 １２ 外部電源の終端アース端子 １３ 制御線（右側）の終端アース端子 １４ 電流Ｉdcの外部電源 １５ 外部電源の終端アース端子 １６ 制御線の終端アース端子 １７ バイアス電流Ｉb の外部電源 １８ バイアス電流Ｉb の外部電源のアース端子 １９ 素子のアース端子
御線 ２ 左側の超伝導ループ ３ 右側の超伝導ループ ４ 制御線（左側） ５ 制御線（右側） ６ 電流端子 ７ 電圧端子 ８ 電流Ｉrf1 の外部電源 ９ 外部電源の終端アース端子 １０ 制御線（左側）の終端アース端子 １１ 電流Ｉrf2 の外部電源 １２ 外部電源の終端アース端子 １３ 制御線（右側）の終端アース端子 １４ 電流Ｉdcの外部電源 １５ 外部電源の終端アース端子 １６ 制御線の終端アース端子 １７ バイアス電流Ｉb の外部電源 １８ バイアス電流Ｉb の外部電源のアース端子 １９ 素子のアース端子
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フロントページの続き
(58)調査した分野(Int.Cl.7，ＤＢ名)
H01L 39/22 ZAA
G01R 33/035
Claims (3)
- 【請求項１】 ３個のジョセフソン素子と超伝導インダ
クタから構成される超伝導量子干渉素子に、位相の異な
る高周波磁束Ｂrf1 とＢrf2 および直流磁束Ｂdcを印加
し、これらにより発生する磁束量子の超伝導ループ内へ
の注入・排出に起因して高周波磁束の周波数に比例した
電圧位置に一つのゼロバイアス電流ステップが生じるこ
とを利用して、電圧標準器としての機能を持たせること
を特徴とする多相高周波磁束駆動超伝導量子干渉素子。 - 【請求項２】 ３個のジョセフソン素子と超伝導インダ
クタから構成される超伝導量子干渉素子に、位相の異な
る高周波磁束Ｂrf1 とＢrf2 および直流磁束Ｂdcを印加
し、これらにより発生する磁束量子の超伝導ループ内へ
の注入・排出に起因して前記直流磁束Ｂdcを印加するた
めの電流Ｉdcをピックアップコイルからの信号電流とみ
なし、磁束計として用いることにより、両極性の出力電
圧を得ることを特徴とする多相高周波磁束駆動超伝導量
子干渉素子。 - 【請求項３】 ３個のジョセフソン素子と超伝導インダ
クタから構成される超伝導量子干渉素子に、位相の異な
る高周波磁束Ｂrf1 とＢrf2 および直流磁束Ｂdcを印加
し、これらにより発生する磁束量子の超伝導ループ内へ
の注入・排出に起因して前記直流磁束Ｂdcを印加するた
めの電流Ｉdcを前段の論理素子からの両極性論理信号電
流とみなすことにより、両極性出力型論理素子として用
いることを特徴とする多相高周波磁束駆動超伝導量子干
渉素子。
Priority Applications (1)
| Application Number | Priority Date | Filing Date | Title |
|---|---|---|---|
| JP2001117779A JP3525145B2 (ja) | 2001-04-17 | 2001-04-17 | 多相高周波磁束駆動超伝導量子干渉素子 |
Applications Claiming Priority (1)
| Application Number | Priority Date | Filing Date | Title |
|---|---|---|---|
| JP2001117779A JP3525145B2 (ja) | 2001-04-17 | 2001-04-17 | 多相高周波磁束駆動超伝導量子干渉素子 |
Publications (2)
| Publication Number | Publication Date |
|---|---|
| JP2002314155A JP2002314155A (ja) | 2002-10-25 |
| JP3525145B2 true JP3525145B2 (ja) | 2004-05-10 |
Family
ID=18968264
Family Applications (1)
| Application Number | Title | Priority Date | Filing Date |
|---|---|---|---|
| JP2001117779A Expired - Fee Related JP3525145B2 (ja) | 2001-04-17 | 2001-04-17 | 多相高周波磁束駆動超伝導量子干渉素子 |
Country Status (1)
| Country | Link |
|---|---|
| JP (1) | JP3525145B2 (ja) |
Families Citing this family (1)
| Publication number | Priority date | Publication date | Assignee | Title |
|---|---|---|---|---|
| CN116415675B (zh) * | 2023-06-09 | 2023-09-22 | 中国科学技术大学 | 一种用于调制超导量子比特跃迁频率的系统及方法 |
-
2001
- 2001-04-17 JP JP2001117779A patent/JP3525145B2/ja not_active Expired - Fee Related
Also Published As
| Publication number | Publication date |
|---|---|
| JP2002314155A (ja) | 2002-10-25 |
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