SE514610C2 - Supraledande transistoranordning och ett förfarande relaterande därtill - Google Patents

Description

514 610V 2 användning och de skulle sannolikt inte finna någon tillämpning som logiska element eftersonx de bara kan användas som ELLER- element, men också sådana kan de knappast användas. En sådan anordning beskrivs av E. Toyoda och H. Takayanagai i ”Proceedings of 12th International Conference on the Electronic Properties of Two-Dimensional Systems, EPZDS, Tokyo 1997. Dessutom beskrivs en annan sådan anordning i Phys. Rev. Lett. Vol. 74, 5268 (1995) av V.T. V.N. Antonov, P.

Claeson som härigenom inkorporeras häri genom hänvisning därtill. sid.

Petrashov, Delsing och T.

REDOGÖRELSE FÖR UPPFINNINGEN Vad som behövs är därför en transistoranordning såsom hänvisats till ovan vars utkonduktans kan göras väsentligt högre än. för hitintills kända anordningar och vilken möjliggör en större variation i konduktans än hos kända anordningar. Speciellt behövs en anordning genoni vilken utkonduktansen kan styras på ett enkelt och flexibelt sätt. Dessutom behövs en transistoranordning som är effektiv, lätt att framställa, til_förlitlig och som kan producera en mycket uttalad utsignal.

Dessutom behövs ett förfarande för att styra konduktansen för en supraledande tunnelanordning, exempelvis en transistor, vilken uppfyller ovan nämnda mål.

Därför tillhandahålles en transistoranordning som innefattar en emitterelektrod och en kollektorelektrod, en baselektrod till vilken sagda emitter-, och kollektorelektroder är anslutna genom tunnelbarriärer så att baselektroden bildar en dubbelbarriärs- kvantbrunn. Första och andra supraledande styrelektrodmedel är tillhandahàllna för att styra emitter-kollektor-strömmen IS” Baselektroden består av ett ferromagnetiskt material som möjliggör resonant tunnling av emitter-kollektor-elektroner när dessa är bundna tillstånd inom kvantbrunnen som väl matchar emitter-kollektor-elektronernas energi. Annars förhindrar den lO l5 514 610, dubbla kvantbrunnen emitter-kollektor-strömmen, dvs. transporten av emitter-kollektor-elektroner. Om det emellertid finns sådana bundna tillstånd inom kvantbrunnen som väl matchar energin för emitter-kollektor-elektronerna, kommer dessa att kunna passera genom den ferromagnetiska baselektroden, speciellt en mesoskopisk ferromagnetisk ö, genom resonanstunnling. De bundna tillstànden j_ kvantbrunnsstrukturen kallas också Andreev-nivåer vilka kan sägas åstadkommas genom, och styras av, de supraledande styrelektrod-medlen.

Enligt uppfinningen beror utkonduktansen (G) på en första och en andra parameter och första och andra styrmedel är anordnade för att reglera utkonduktansen genom att reglera sagda parametrar.

Den första parametern är fasskillnaden Aè mellan de första och de andra supraledande elektroderna och första styrmedel är anordnade för att möjliggöra reglering av sagda fasdifferens.

Sagda första styrmedel kan tillhandahållas på olika sätt. Enligt en fördelaktig implementering består de första styrmedlen av medel för att förändra superströmmen, IG, som tillhandahàlles av en styrströmkälla som finns mellan de två supraledande styrelektroderna.

I ett alternativt utförande innefattar de första styrmedlen medel som kopplar ihop de första and andra supraledande styrelektroderna så att de bildar en slinga och medel för applicering av ett magnetiskt fält till sagda slinga.

Den andra parametern av vilken utkonduktansen beror är interaktions-utbytespotentialen (energin) för den ferro- magnetiska baselektroden. De andra styrmedlen innefattar (VB) Utkonduktansen, G, företrädesvis en spänningskälla och en spänning appliceras på sagda ferromagnetiska baselektrod. ges enligt uppfinningen av AI¶/AVB och den är således kraftigt lO 514 610 g o beroende av den kvant-mekaniska fasskillnaden Am mellan tva supraledare och av VB. För att ge speciellt hög konduktans, eller speciellt en utsignal enligt en speciell implementering, styrs fasdifferensen Aé till att vara väsentligen (2n+1)®, där n = O,:l,.... Företrädesvis skall den pàlagda spänningen VB väsentligen svara emot interaktionsenergin Zho/e för den ferromagnetiska. baselektroden. (mn Am inte är lika med, en udda multipel av n, kommer det väsentligen inte att bli någon resonanstunnling och konduktansen, som är proportionell mot 2 (transparensen) , dvs. transporten av emitter-kollektor- elektroder, kommer att bli låg för vilken applicerad spänning VB som helst. Om emellertid VB är väsentligen lika med, eller nära, 2h0/e, kommer en variation i superströmmen IG genom styrelektroden att resultera i en variation i utkonduktansen over ett brett område. Detta beror på det faktum att Andreev- nivåerna då kommer att koncentreras nära utbytes-energin ha vilket således påtagligt ökar den resonanta tunnlingen. Om den applicerade minskas till ett värde 2h0/E, elektroner att således spänningen VB betydligt under kommer den makroskopiska resonanta transmission av stängas av _likväl som känsligheten hos konduktansen G för variationer i fasdifferens.

Detta betyder att en mycket hög konduktans, eller en utsignal, kommer att observeras, enligt föreliggande uppfinning, bara när de första och de andra parametrarna båda uppfyller de givna eller med andra ord, när IG kraven samtidigt, (en superström producerad på ett lämpligt sätt) och VB båda är närvarande.

Maximal utkonduktans fås speciellt för A$ = 2(n+l) x n och VB = 2h0/e. I en kollektor-elektroderna av normal metall såsom exempelvis Au, Ag, fördelaktig utföringsform består emitter- och Bi. De supraledande styrelektroderna är fördelaktigt gjorda av Pb, Al, Nb, Yt, Ba, CuO men också andra alternativ är möjliga.

- I . i - . < f. e: m xm- <-- cr 4 I. - r i < c 1 « r r r rr r ' , .. « < I 1 f < « c i n v. w. « -« i .f <1.. r . _ . .. :r - _ <~- f . . - . 1 f' ~ - nu f, Hög~temperatursupraledande (hög-TC) material kan användas såväl som icke-hög-TC-material. I fördelaktiga implementeringar består den ferromagnetiska baselektroden av La, Sr, Ca, MnO men också andra ferromagnetiska material är möjliga.

I en speciell implementering bildar anordningen ett logiskt OCH- element där en utsignal bara tillhandahålles när Ao == 2(n+l) x n and VB z 2h0/e, dvs. när både VB och Is inges eller aktiveras.

I en speciell implementering är den ferromagnetiska baselektroden mesoskopisk.

Enligt uppfinningen kan ett logiskt element också tillhandahàlles vilket innefattar en resonant tunneltransistor innefattande en emitter-elektrod och en kollektor-elektrod, en bas-elektrod till vilka sagda emitter- och kollektor-elektroder är anslutna via tunnelbarriärer och första och andra supraledande styrelektroder anordnade att styra emitter- kollektorströmmen IW. Baselektroden består av ett ferromagnetiskt material, speciellt en ö av ett mesoskopiskt ferromagnetiskt material, och för att tillhandahålla en utsignal svarande mot en hög konduktans, tillhandahålles- en första insignal för att producera en fasskillnad mellan de supraledande styr-elektroderna som är (2n+l)n och en andra insignal i form av en spänning VB appliceras på den ferromagnetiska baselektroden, vilken spänning ungefärligen svarar emot 2h0/e som är intraktions-utbytesenergin för den ferromagnetiska baselektroden.

Speciellt beror utsignalen, som. motsvarar utkonduktansen, som skall vara hög, på den första respektive den andra parametern och första och andra styrmedel är anordnade för att styra utkonduktansen, där både sagda första och andra styrmedel måste Fx) CD 514 6>1Û _ § ' aktiveras för att ge en första tillhandahålles medel för att förändra superströmmen och andra utsignal. Den insignalen speciellt av första styrmedel som innefattar styrmedel som innefattar en spänningskälla ger spänningen VB_ I en speciell implementering innefattar de andra styrmedlen medel som förbinder de första och andra supraledande styrelektroderna för att ge en slinga, eller också är de formade som slingor, och medel för att applicera ett magnetiskt fält på sagda slinga resulterande i. att fasdifferensen blir en udda multipel av n.

Alternativt innefattar sagda första styrmedel medel för att förändra superströmmen, såsom en styrströmskälla som således påverkar fasen. De andra styrmedlen innefattar speciellt en spänningskälla för att ge spänningen VR tillhandahålles innefattar ett antal logiska element av vilka åtminstone några Enligt uppfinningen också en krets vilken av OCH-elementen består av logiska element enligt något av patentkraven 15-18.

Speciellt tillhandahållas ett förfarande för att styra konduktansen hos en supraledande resonans-tunnelanordning, exempelvis en transistor. Transistorn innefattar en emitter- och en kollektor-elektrod, en baselektrod till vilka emitter- elektroden respektive kollektor-elektroden är anslutna genom tunnelbarriärer, där baselektroden bildar en dubbelbarriärs- kvantbrunn, och första och andra supraledande styrelektroder som styr emitter-kollektor-strömmen_ Förfarandet inkluderar stegen att: - styra fasskillnaden mellan de supraledande styrelektroderna för att få den att anta ett sådant värde att resonant tunnling möjliggöres, - applicera en spänning på baselektroden som möjliggör transport av elektroner genom tillhandahållande av Andreev-nivåer, dvs.

V. i . r m r. /.< cc” rt <1 . , 4 . mf \ n. c << v. (\ « :r i c _ < t. -. . _« i n; 4 V r r -~ <1 i , rr r r . - . \ « w -~ 1- (m: f bundna tillstànd i kvantbrunnen.

Speciellt innefattar förfarandet stegen att applicera en spänning nära 2h0/e svarande emot interaktions-utbytesenergin för baselektroden som består av ett ferromagnetiskt material, och tillhandahålla om fasskillnad mellan de supraledande styrelektroderna som svarar emot (2n+l)n där n = O,il,.. Åstadkommandet av en fasdifferens som är en udda multipel av n kan ske på olika sätt, såsom genom att koppla ihop de supraledande styrelektroderna sä att de bildar en slinga, och att applicera ett magnetfält genom sagda supraledande slinga.

Alternativt kan fasdifferensen att förändra styras genom strömmen IG med användning av exempelvis en styrströmkälla och således producera en superström IS som flyter genom supraledarna.

KORTFATTAD FIGURBESKRIVNING Uppfinningen kommer i det följande att ytterligare beskrivas på ett icke begränsande sätt under hänvisning till bifogade figurer i vilka: Pig. l visar ett första utföringsexempel av en transistor- anordning enligt uppfinningen, Fig. 2 visar ett andra utföringsexempel av en anordning enligt uppfinningen, Fig. 3A schematiskt illustrerar elektroner med motsatta spinn som ockuperar olika energiband, Fig. 3B är en annan illustration av elektronerna med motsatta spinn såsom i figur 3A som explicit indikerar utbytes- interaktions-energin hm 514 610' «'f° §dQÉf 8 Pig. 4A schematiskt illustrerar oscillationerna i konduktans för en anordning enligt uppfinningen, Fig. 4B schematiskt illustrerar~ hål-elektron-utbytet son1 äger rum i Pig. 4A, Fig. 5 schematiskt illustrerar hur resonansen beror på applicerad energi och fasskillnad, och Fig. 6 visar ström-spännings-karaktäristiska för olika fasdifferenser.

DETALJERAD BESKRIVNING AV UPPFINNINGEN Figur ]_ visar' en resonans-tunneltransistor-anordning 10 enligt uppfinningen. En emitter-elektrod S l och en kollektor-elektrod D 2 är via tunnelbarriärer 4,4 anslutna till en baselektrod 3 som enligt uppfinningen består av en ferromagnet. Speciellt -I/ består den av en mesoskopisk ferromagnetisk ”o Baselektroden 3 ar också ansluten till supraledande styrelektrodmedel, (SC,SC) Som speciellt första och andra supraledande styrelektroder 5,6 styr emitter-kollektor-strömmen IW.

Emitter- och kollektor-elektroderna 1,2 kan bestå av ledande speciellt bilda Tunnelbarriärerna 4,4 får normalt metall och de kan sägas elektron- reservoarer av normalt ledande metall. baselektroden 3 att bilda en förhindrar att en ström flyter mellan emitter- dubbelbarriärs-kvantbrunn som och kollektor- elektroden såvida det inte finns några bundna tillstànd inom kvantbrunnen som väl matchar Fermi-energin för emitter- kollektor-elektroderna. Om det finns sådana bundna tillstånd, kommer emitter-kollektor-elektronerna att kunna passera genom baselektroden 3 genom resonanstunnling. De bundna tillstånden i _ . . f- 11, << f 1 . : .~«. .-» v f. f . ff. « / f. . .r . «\ f 4. ~ . w - :f kvantbrunnen, som också betecknas Andreev-nivåer, styrs av de supraledande styrelektroderna 5,6. eller så kallade kortfattat. Vid Fenomenet med bundna tillstånd i en kvantbrunn, Andreev-nivåer, kommer nu att beskrivas gränssnittet mellan en metall och en supraledare finns det i princip tre elektron-spridnings-processer när en eleketron försöker att tunnla in i supraledaren från den normala metallen.

Dessa spridningsprocesser består av elektron-transmission, elektron-reflektion och den ovan nämnda Andreev-reflektionen.

Andreev-reflektionen beror av' det faktunl att på 'den sidan av gränssnittet där det är vanlig metall, finns det lednings- elektroner och hål medan på den supraledande sidan finns det Cooper-par av elektroner som har motsatta spinn. En elektron som försöker att tunnla in i en supraledare måste således bilda ett Cooper-par på den supraledande sidan och detta kan uppnås genom ett kvant-mekaniskt fenomen som består i att samtidigt reflektera ett hål soni har ett moment som är rnotsatt det som elektronen har vid gränssnittet när elektronen tunnlar in i supraledaren. Den omvända processen, dvs. när ett hål infaller mot en supraledare från metallsidan, kan i analog_i med detta illustras som ett avlägsnande av ett Cooper-par från supraledaren.

Om à andra sidan metallen är en ferromagnet, växelverkar elektronernas spinn med kristallelektronernas spinn. Resultatet därav kommer att bli att elektroner med spinn upp och ner har energier som skiljer sig genom växelverkans(interaktions)- energin för elektronspinnet och det spontana magnetiska momentet hos ferromagneten, ho. Således lämnar vid Andreev-reflektion två elektroner sonx har* motsatta spinn ferromagneten för att bilda ett Cooper-par i supraledaren. Detta betyder att efter Andreev- reflektionen får det reflekterade hålet ett spinn som är motsatt l5 514 61Û_ n ;i§{ spinnet för den infallande elektronen och deras energier skiljer sig därför åt med den magnetiska energin ho. (Denna magnetiska energi måste vara lägre än supraledarens energigap, annars kan Cooper-paret inte bildas.) Elektrontransporten genonl baselektroden 3 j. fornl av' en ferro- magnetisk ö i figurerna 1 och 2 äger således rum genom sådana hål. En infaller mot gränssnittet ferromagnet-supraledare kommer således Andreev-reflekterade elektroner och elektron som att reflekteras som ett hål, vilket, när det i sin tur faller in mot det motsatta gränssnittet ferromagnet-supraledare kommer att reflekteras som en elektron som i sin tur, när den faller in emot motsatta gränssnittet ferromagnet-supraledare igen kommer att reflekteras som ett hål och så vidare i det oändliga. Sådana kontinuerliga reflektioner eller' bundna tillstånd utgör de så kallade Andreev-nivåerna.

Det visar sig att om energin (E) för en infallande elektron är lika med hg, är momenten för elektronen respektive hålet lika. I det fallet reflekteras hålet exakt i_ motsatt riktning sonx den infallande elektronen och hålet kommer* att exakt repetera den (klassiska) elektron-banan (trajektorian). Detta betyder att fasvinsten längs någon sluten elektron-hål-trajektoria kommer att bli noll oberoende av formen och längden på trajektorian.

Detta är ett villkor för normal transport genom Andreev-nivåer i ferromagneter.

En analys av den normala transporten genom Andreev-nivåer i det ferromagnetiska området visar att transportströmmen bestäms av sannolikheten att en inkommande elektron (med energi E) transmitteras till den andra reservoaren, dvs. till den andra elektroden, och att den reflekteras tillbaka sonl ett hål, med energi -E i förhållande till Fermi-nivån. Electron-(hål)rörelsen l5 514 610% i fgg «f<- « ll i den ferromagnetiska baselektroden kan antingen vara diffusiv eller ballistisk beroende på om storleken pà den ferromagnetiska on är större än, eller mindre än, elektronens fria väglängd. Om den är mindre än elektronens fria väglängd, kommer spridning bara att äga rum vid gränserna ferromagnet-supraledare som Andreev-reflektioner och vid potential-barriärerna mellan elektron-reservoarerna (emitter-/kollektor-elektroder) och den ferromagnetiska baselektroden.

Switchningstiden t för en sådan anordning är i storleksordningen- A/VF, där A är ett karaktäristiskt överföringsavstánd för en elektron och V; är elektronens Fermi-hastighet.

För en diffusiv ferromagnet A = lf/li, där L är den typiska anordningen, li är den fria medelväglängden för Om L = 5xl0¿ cm och li = 104 cm, x 104%. längden på elektronerna j. ferromagneten. kommer switchningstiden att bli För en ballistisk ferromagnet är A = L och switchingstiden kommer att bli t = s x 10%. illustrativa skäl.) (Ovan nämnda numeriska värden är endast angivna av Figur 1 visar ett första utförande av en uppfinningsmässig anordning 10. Emitter-kollektor-strömmen, dvs. transportströmmen IW mellan emitter-elektroden 1 och kollektor-elektroden 2 ges av att den till transmitteras (FM) Denna sannolikhet är lika med 1. om energin för sannolikheten elektroner genom ferromagnetiska baselektrods-ön 3 från emittern S kollektorn D. elektronerna sammanfaller med en Andreev-nivå eftersmn då äger resonant tunnling rum, i alla andra fall är den mycket mindre än ett. Om en styrströmskälla (ej visad i figuren) appliceras mellan de två superledande styrelektroderna (SC) 5,6 som resulterar i en styrström, IG, kommer en kvantmekanisk 514 610% - ff ":,¿§ 12 fasskillnad Am att uppträda nællan vågfunktionerna för de två supraledarna 5,6 som är i kontakt med baselektroden 3.

Utkonduktansen G = AIW/AVB visar sig att vara kraftigt beroende av denna fasskillnad. Om fasskillnaden Am inte är lika med (2+n)n, då kommer det inte att finnas någon resonans-tunnling och konduktansen som är proportionell mot kvadraten på transparensen kommer att vara låg oavsett vilken spänning VB som appliceras.

Om emellertid fasskillnaden Am är lika med (2n+l)n, eller en udda multipel av n, och den applicerade spänningen Vgpå samma gång är nära utbytespotentialen 2h0/e för den ferromagnetiska bas~ elektroden, kommer konduktansen att öka väldigt mycket. Detta beror på att Andreev-nivåerna i ferromagneten blir koncentrerade resonant transmission av utbytesenergin ho vid vilken till nära elektroner från emittern kollektorn således äger rum.

Således beror utkonduktansen G på de två parametrarna Am och VB som bildar nära Elg/EB, styrelektroderna, dvs. de supraledande elektroderna, att variera sagda första och andra parametrar; När VB är kommer en variation i superströmmen IG genom utkonduktansen i hög utsträckning. Om den applicerade spänningen VB minskas, stängs den nakroskopiska resonans-transmissionen av och därmed också känsligheten hos konduktansen för fasskillnaden Am. Därför ges en utsignal, eller en mycket hög konduktans, bara när båda parametrarna uppfyller de givna villkoren för de första och andra styrmedlen eller med andra ord när både IS och VB närvarar. Därför kan anordningen beskrivas som ett logiskt OCH- element. består de Enligt utföringsformen såsom illustrerad i, figur l, första styrmedlen av en styrströmkälla som producerar en styrström IG, som således påverkar fasen, som implementeras för att styra fasskillnaden. 514 610 13 I en alternativ anordning 20 som visas i figur 2, är och de supraledande styrelektroderna 5,6 bildar en slinga på vilken ett forbindelsemedel 7 anordnade så att de första andra magnetiskt fält appliceras, så att en superström. flyter genom supraledarna så att man på detta sätt kan styra fasskillnaden.

De andra styrmedlen består av en spänningskälla 8 som applicerar en spänning VB pà den ferromagnetiska baselektroden 3 både i anordningen 10 i figur 1 och i anordningen 20 i figur 2.

Fungerandet kommer nu att beskrivas något mera detaljerat under hänvisning till figurerna 3A-6. till for en Såsom hänvisats ovan produceras stora oscillationer i konduktansen supraledare-ferromagnet-supraledare- anordning som också kallas en Andreev-interferometer beroende på den resonanta transmissionen av normala elektroner genom Andreev-nivåer som uppstår när speciella villkor relaterande till applicerad spänning och producerad fasskillnad tillhandahålles, eller uppfylles. I strukturer som använder en vanlig ledare som baselektrod, har det visats att_känsligheten hos konduktansen i sådana mesoskopiska systenx för supraledar- fasskillnaden är hög, se exempelvis J. Phys.: Condens. Matter, io, 901 (1997) såsom hänvisats till ovan beror detta på en kvantinterferens av kvasipartiklar av C.J. Lamberg och R. Raimondi. beroende på Andreev-spridning vid gränssnitt mellan vanlig metall och supraledare. Detta orsakas av det faktum att fasen hos det supraledande kondensatet påläggs kvasipartikel-vågfunktionen i den vanliga metallen. Således produceras avsevärda oscillationer i konduktans i den normala metallen som en funktion av fasskillnaden mellan supraledarna. En enstaka elektron i en normal metall som har en energi under det supraledarens energigap kan inte penetrera in i. supraledaren. såsonl hänvisats till ovan xnen under Andreev- (Jï f\) (J 514 610% 14 reflektion transformeras den inkommande elektronen till ett hål med motsatt riktat spinn. Spinnomkastningen påverkar inte interferens-mönstret för en icke-magnetisk vanlig metall eftersom alla energinivåer är dubbelt degenererade med avseende på spinn- riktningen men, för ferromagneter, har det insetts att denna degenerering kommer att lyftas beroende på växelverkan hos elektronspinnet med ferromagnetens spontana moment som i det följande kommer att kallas (utbytes) växelverkan interaktionsenergin ho.

I figur 3A illustreras hur elektroner med motsatt spinn ockuperar olika energiband. I figuren motsvarar E Fermi-energin, sf betecknar Fermi-nivån och P indikerar inpulsen. En pil som ar riktad uppåt betyder spinn upp medan en nedåtriktad pil betyder spinn ner. Elektroner med spinn upp antas har ockupera ett energiband med energin E = (pz/2m) + ho, i figur 3A betecknat det första energibandet ll medan elektroner med spinn ner har en energi E = (pz/2m) - ho och ockuperar energibandet som betecknas 12 i figuren. Ändringen i spinnriktning som år associerad med Andreev-spridning skiftar en reflekterad kvasipartikel från ett band till det andra vilket påverkar kvantinterferensen.

I figur 3B illustreras utbytesinteraktions-energin ho på ett schematiskt satt och återigen visar pilarna elektroner med spinn andra avseenden liknar upp respektive spinn ner. I figur 3A. figur 3B Figur 4A visar ett avsnitt av en anordning såsom i figurerna l och 2 med supraledande styrelektroder (SC) 5,6, en ferromagnetisk baselektrod (FM) 3 och emitter- och kollektor- elektroder (S,D) 1,2 som bildar elektronreservoarer. Såsom hänvisats till tidigare kan fasdifferensen nællan supraledarna förändras exempelvis antingen genom ändring av strömmen eller 514 610 genom applicering av ett magnetfält genom en supraledande slinga som bildas av sagda supraledare 5,6 och förbindelsemedel (ej visade) eller att supraledarna som sådana är bildade i form av en slinga så att en superström flyter. I figurerna betecknar Il, I2 gränssnitt supraledare/ferromagnet respektive ferromagnet/ supraledare. Vad som illustreras i figuren kan också sägas vara en Andreev-interferometer och det antas att den ferromagnetiska mesoskopiska delen av interferometern är diffusiv och rörelsen hos kvasipartiklarna inuti är halvklassisk vilket är fallet om Fermi-våglängden Ä; är den kortaste längden i systemet. villkor uppfylles, kan laddningstransporten i systemet analyseras i termer av klassiska banor av elektroner och hål, se exempelvis Phys. Rev. B 57, 9995 (1998), av H.A. Blom, et al, som härvid inkorporeras häri genom hänvisning därtill. En paramagnetisk effekt vid Andreev-reflektioner modifierar väsentligen bildningen av Andreev-nivåer. Momentet för en elektron med spinn upp p$/ spinn ner pï och momentet för det refketerade hålet med spinn ner pï/ spinn upp pâ ges av: 2 på; = (på - zm där E är den infällande elektronens energi mätt från Fermi-nivån av py är Fermi-momentet och m är elektronens massa. Detta ger, i motsats till icke-magnetiska fallet, att nära Fermi-nivån (E ~ O) blir elektron- och hålmomenten i ferromagneten olika och om ho är stort nog (vanligen är ho större än Thouless-energin) finns inga interferens-effekter beroende på den destruktiva interferensen.

Detta visar att det föreligger en konflikt mellan supraledning och magnetisk ordning. Emellertid kan interferenseffekter i den Om dessai lO F. x LD s1461c1 16 icke-supraledande transporten existera endast vid ändlig applicerad spänning VB.

IEIzhOr Om energin blir' förändringen i. kvasipartickel-momentet under Andreev-reflektion liten medan hastigheten ändrar tecken och fasvinsten upphävs väsentligen längs trajektorierna inkluderande eleketron-hål-transformation vid de supraledar- gränserna äger rum. Vid E = ho sluts varje sådan klassisk trajektoria eftersom momentet för elektronen är detsamma som för hålet med motsatt spinn eftersom hastigheterna motsatt riktning och en sådan kancellering fullbordas vid Am = (2n+l) n, där n = O,i1,. oberoende av dess geometri och dess längd. Enligt Bohr-Sommerfield-kvantiseringen tillhör alla sådana trajektorier en och samma energinivå. Detta betyder att energinivån vid E = ho är kraftigt degenererad med degenererings~ talet NLQ S/Äfl, där S är tvärsnittsarean för övergången supraledare-ferromagnet-supraledare_ I analogi med det icke- magnetiska fallet resulterar nbjligheten för den makroskopiska degenereringen av Andreev-nivåer i enorma konduktans- oscillationer, vilket således svarar mot en hög känslighet hos den icke-supraledande transporten för den 'supraledande fasskillnaden Am.

I figur 4A är två elektron-reservoarer med normala elektroner, kollektor-elektroder 1,2, och 2) svagt ferromagnetiska baselektroden 3 soul är av> mesoskopisk storlek (referenstecknen är till den emitter- och desamma som i figurerna 1 kopplade genom barriärer 4,4 som har en låg transparens tr« l. Det antas att en spänning VB (ej visad; jämför figur 1) appliceras på elektron-reservoarerna eller emitter- och kollektor-elektroderna 1,2 så att en normal ström I flyter via heterostrukturens ferromagnetiska baselektrod. I en realistisk situation àtföljes en för desamma har' 514 610% 17 normal reflektion Andreev-elektron-hålspridning vid en gräns mellan en ferromagnet och en supraledare, FM-SC Skälet till (eller en i det följande betecknad detta är att det finns en skillnad i närvarar gräns. potentialbarriär metallernas Fermi- hastigheter) normalt vid fall känslighet som FM-SC-gränssnitten. I normala undertrycker sådan spridning elektronspektrats för supraledar-fasskillnaden som transformerar Andreev-nivåer till sådana som produceras i en isolerad metall beroende på spatiell kvantisering. Emellertid kräver resonans- tunnling genonl Andreev-nivåer att effekterna av normal bakåt- ' spridning skall vara små. Det antas att sannolikheten för normal reflektion är mycket mindre än l medan kvadraten på absolutvärdet för normal reflektion plus kvadraten på sannolikheten för Andreev-reflektion skall vara lika med ett.

Enligt Landauer-Lamberts formel såsom diskuterad i J. 6579 (l99l); Cond. Matter 5, 707 (1993), bestäms strömmen och konduktansen av sannolikheten att Phys.: Cond. Matter 3, av C.J.

Lambert, en elektron som inkommer från en reservoar genomgår en elektron- hål-transmission. I ett litet energi-intervall är IE-h0|«ETh, där E%= hD/lF2n är Thouless-energin, D är diffusionsfaktorn och L är avståndet mellan supraledarna, där destruktiv interferens är frånvarande och effekten av resonant tunnling genom Andreev- nivåer bestämmer skarpa maxima i konduktansen G(@) omkring supraiedar-fasskillnaden skall vara mycket mindre än Thouless-energin tillåter betraktelse av trajektorier av elektronen och hålet som är kopplade till Andreev-reflektionerna vid FM-SC-gränsen såsom varande klassiskt icke àtskiljbara. En injicerad elektron (eller ett hål) undergår en splittring vid potentialen.

E; LD 514 610 18 Det kan inses att det huvudsakliga bidraget till den faskänsliga delen av konduktansen kommer från trajektorierna, visade i 4B som har de egenskaper att de innehåller lika håldelar så att figurerna 4A, elektron- och fasvinsten längs sådana trajektorier i stor grad kan kompenseras för och att successiva normalreflektioner längs sådana trajektorier uppträder vid olika FM-SC-gränser.

Transmissionsamplituden längs en sådan väg kan finnas i termer . ,h . . H G 0 _ av amplituder an:¿) vid sektioner av vagen mellan tva pa varandra följande reflektioner, där n = O,i1,r2,... är sektionsnumret, och index e eller* h visar att amplituden tillhör* elektron- eller hål-trajektorian inuti den. Elektron-trajektorier är indikerade genom en heldragen linje medan hål trajektorier är illustrerade genom streckade linjer. Vid reflektionspunkterna vid FM-SC- gränserna representerade genom punkter i figur 4b är amplituderna förbundna genom en 2x2 enhets-matris, vars element är amplituder av Andreev och normala reflektioner, jämför Pis'ma Zh. Eksp. Teor. Fiz. 32, 122 (1980) (JETP Lett.) av A.L.

Shelankov; Phys. Rev. B 25, 4515 (1982) av G.E. Blonder, et al.

Elektron- och hàlamplituderna på vänstersidan och på högersidan av sektion O (punkterna I och II i figur 4b är anslutna till varandra och amplituderna i uttaget till reservoarerna genom en 2x2 enhets-matris som beskriver spridningen vid potentialbarriären mellan ferromagneten och reservoar-uttaget.

Genom att anpassa amplituderna fås en uppsättning linjära algebraiska ekvationer för amplituderna an””“,n = O,i1,... med en given högersida proportionell mot potentialbarriärens transparens, tr. Koefficienterna för uppsättningen beror på energin E och längderna genom fasförstärkningarna. 514 610, 19 I en smutsig metall, har trajektorerna i två grannsektioner betydande olika form och därför blir deras längder fullständigt okorrelerade till varandra. Från anpassningsekvationerna följer att problemet är ekvivalent med det som består i att hitta den sannolikhets-amplituden för en kvantrörelse längs en oordnad en- dimensionell kedja av barriärer, där transparensen av barriärerna är t2E|rN|2«l.

Med andra ord reduceras problemet till resonant transmission av en elektron genom kvanttillstånd som bildas i en en-dimensionell kedja av barriärer vilkas positioner är oordnade i rymden.

Sådana tillstånd är kända att vara lokaliserade, och vi är intresserade av dem som är belägna runt den sektion som innehar injektionspunkten. I figur 4A illustreras således de Andreev~ reflektioner som, om fas-differensen är lika med (2n+1)n, möjliggör transport längs samma trajektoria.

Figur E5 visar känsligheten hos konduktansen (här den relative konduktansen G/GM som en funktion av den applicerade energin, eller den applicerade spänningen. En heldragen linje relaterar till det fall där Am är en udda av multipel av n, den prickade linjen relaterar till det fall där Am = 1.1 x n och den streckade linjen relaterar till det fall där Am = 1.2 x n och G0 = JÉe2N¿t,/h och den applicerade spänningen är V. Således, och den normala blir om Am är en udda multipel av n, vid båda såsom kan ses, reflektionen är densamma gränserna, det en symmetri mellan med- och mot-ursrörelserna för elektron-hàlparen i den ferromagnetiska baselektroden och energinivån ho är degenererad. På det villkoret kommer ett maximum av resonant transmission genom Andreev-nivåer vid en applicerad spänning V = 2h0/e och en resonant peak i konduktansen att observeras. Det antas här också att ho/Euæl. 514 610 I figur 6 illustreras ström-spännings-karakteristiska för fas- skillnader Ao = n (heldragen linje), AQ = l.l n (punktad linje) och Aw = 1.2 n (streckad linje). Vid låga spänningar, långt från 2hO/e, (om inte degenererad, normaliserad, 2h0/e) sker en resonans-tunnling av kvasi-partiklar genom separata Andreev- nivåer och strömnivàn är låg. När V = 2h0/e, dvs. V = VB, och Ao = n, koncentreras Andreev-nivåerna nära ho och ger samtidig resonant transport för hela antalet öppna transversella moder N¿ som resulterar i ett hopp i strömmen. När spänningen ökas ytterligare tunnlar fler bärare resonant genom separata Andreev- nivåer igen och en långsam ökning observeras i strömmen. När Ao avviker från n minskar antalet Andreev-nivåer som är koncentrerade nära ho vilket resulterar i minskning 1 känsligheten hos strömmen för spänningen. I0 antas vara I; =Jše%ht:2hO/e ochq för att sammanfatta når konduktansen en topp om Ao 2 n och Vaz 2h0/e samtidigt.

I de ovan nämnda exemplen relateras till ett utföringsexempel ledare.' Emellertid ballistisk som inkluderar diffusiva ferromagnetiska relaterar resonans-tunnling genom en mesoskopisk ferromagnet som resulterar i hög känslighet hos konduktansen och fasskillnad utföringsexempel supraledarnas och den till ett transportströmmen för applicerade spänningen annat inom ramen för föreliggande uppfinning.

Claims (23)

5 10 l5 20 25 30 514 610 PATENTKRAV innefattande en emitter- (2), och kollektor-elektroden (2) (lO;20) och en kollektor-elektrod

1. l. Interferometeranordning elektrod (1) till vilken emitter-elektroden (1) en baselektrod (3) är anslutna genom tunnelbarriärer, där baselektroden således bildar en dubbelbarriärskvantbrunn, och första och andra styrelektroder (5,6) för att emitter-kollektorströmmen (ISD) r k ä n n e t e c k n a d styra d ä r a v består av (5,6) är består av ett att emitterelektroden (1) ledande och kollektorelektroden (2) normalt metall, att styrelektroderna supraledande och att baselektroden (3) ferromagnetiskt material som möjliggör resonant tunnling av emitter-kollektor-elektroner när det finns bundna tillstànd inom som väl matchar emitter-kollektor- kvantbrunnstrukturen sagda elektroners energi.

2. Interferometeranordning enligt patentkrav 1, k ä n n e t e c k n a d d ä r a v att den innefattar en transistoranordning.

3. Interferometer-transistoranordning enligt patentkrav 1 eller 2, k ä n n e t e c k n a d d ä r a v att utkonduktansen (G) beror på en första och en andra parameter och att första och andra styrmedel (7,8) är anordnade för att styra utkonduktansen.

4. En anordning enligt patentkrav 3, k ä n n e t e c k n a d d ä r a V lO l5 20 25 30 514 610 22 att den första parametern är fasskillnaden (5,6) och (Ao) mellan de första och andra supraledande elektroderna att de första styrmedlen (7) används för att reglera sagda fasskillnad (Am).

5. En anordning enligt patentkrav 4, k ä n n e t e c k n a d d ä r a v att de första styrmedlen innefattar medel för att åstadkomma en superström IG genom styrelektroderna som ges av en styrströmskälla applicerad mellan de två supraledande styr- elektroderna (5,6).

6. En anordning enligt patentkrav 4, k ä n n e t e c k n a d d ä r a v att de första styrmedlen består av medel som förbinder de första och andra supraledande styrelektroderna (5,6) så att dessa bildar en slinga (8) och medel för applicering av ett magnetfält på sagda slinga.

7. En anordning enligt något av patentkraven 3-6, k ä n n e t e c k n a d d ä r a v att den andra parametern är interaktions-utbytes-energin för den ferromagnetiska baselektroden (3).

8. En anordning enligt patentkrav 7, k ä n n e t e c k n a d d ä r a v att de andra styrmedlen innefattar en spänningskälla (8) och att en spänning (VB) appliceras på sagda ferromagnetiska baselektrod (3).

9. En anordning åtminstone enligt patentkraven 4 och 8, k ä n n e t e c k n a d d ä r a v att för att ge en hög konduktans (G) (Am) eller en utsignal, styrs fasskillnaden att vara väsentligen (2n+l)n; n = O,il,... och 10 15 20 25 30 514 610 23 att den applicerade spänningen (VB) 'väsentligen motsvarar den ferromagnetiska baselektrodens interaktionsenergi (hg/e;2h0/e).

10. En anordning enligt patentkrav 9, k ä n n e t e c k n a d d ä r a v att maximal utkonduktans fås för Am = (2n+1)n och VB = 2h0/e.

11. ll. En anordning enligt något av föregående patentkrav, k ä n n e t e c k n a d d ä r a v att emitter- och kollektor-elektroderna (1,2) består av exempelvis Au, Ag, Bi, där de supraledande styrelektroderna exempelvis består av Pb, Al, Nb, Yt, Ba, CuO och att den ferromagnetiska baselektroden exempelvis består av La, Sr, Ca eller MnO.

12. En anordning enligt något av föregående patentkrav, k ä n n e t e c k n a d d ä r a v att den ferromagnetiska baselektroden (3) är mesoskopisk.

13. En anordning enligt patentkrav 9, k ä n n e t e c k n a d d ä r a v att den bildar ett logiskt OCH-element, där en utsignal fås när Am = (2n+l)n och Vg=2h0/e eller svarar emot interaktions- energin för baselektroden, dvs. när både VB och IG tillhandahålles.

14. Användning av en anordning enligt något av patentkraven 2-12 som ett logiskt OCH-element.

15. Ett logiskt element innefattande en resonans-tunnel interferometer, speciellt en transistor som innefattar en emitter- elektrod och en kollektor-elektrod, en baselektrod med vilken sagda emitter- och kollektor-elektroder är förbundna via 10 15 20 25 30 514 610 24 tunnelbarriärer, och första och andra supraledande styrelektroder anordnade att styra emitter-kollektor-strömmen Ism k ä n n e t e c k n a t d ä r a v att baselektroden består av ett ferromagnetiskt material och för att ge en utsignal svarande mot en hög konduktans tillhandahålles en första insignal för att ge en fasskillnad mellan de supraledande styrelektroderna som är (2n+l)% och en andra insignal i form av en spänning VB som appliceras på den ferromagnetiska baselektroden vilken väsentligen motsvarar (2h0/e), ferromagnetens interaktions-utbytesenergi.

16. Ett logiskt element enligt patentkrav 15, k ä n n e t e c k n a t d ä r a v att utsignalen svarande mot utkonduktansen beror" på en första respektive en andra parameter och att första och andra styrmedel är anordnade för att styra utkonduktansen, där både sagda första och andra styrmedel måste aktiveras för att en utsignal skall erhållas.

17. Ett logiskt element enligt patentkrav 15 eller 16, k ä n n e t e c k n a t d ä r a v att den första insignalen tillhandahålles av ett första styrmedel som innefattar medel för att producera en superström och att det andra styrmedlet innefattar en spänningskälla som tillhandahåller spänningen VB.

18. Ett logiskt element enligt något av patentkraven 15-17, k ä n n e t e c k n a t d ä r a v att de första styrmedlen innefattar medel som förbinder den första och andra supraledande styrelektroden och medel för att applicera ett magnetfält på sagda slinga resulterande in en fasskillnad som är en udda multipel av n. 10 15 20 25 30 514 610 25

19. En krets innefattande ett antal logiska element där åtminstone några av OCH-elementen innefattar logiska element enligt något av patentkraven 15-18.

20. Ett förfarande för att styra konduktansen för en supraledande tunnlings-interferometer, exempelvis en transistor, innefattande en emitter- och en kollektor-elektrod, en baselektrod till vilken emitter-elektroden respektive kollektor-elektroden är anslutna genom tunnelbarriärer, där baselektroden bildar en dubbelbarriärs- kvantbrunn, och första och andra styrelektroder som styr emitter- kollektor-strömmen, k ä n n e t e c k n a t d ä r a v att de första och andra styrelektroderna är supraledande, emitter- , kollektorelektroderna består av normalt ledande metall och att baselektroden består av ett ferromagnetiskt material och att det innefattar stegen att: - styra fasskillnaden mellan de supraledande styrelektroderna till att ge bundna tillstånd i kvantbrunnen möjliggörande resonans-tunnling, - applicera en spänning på baselektroden bestående av ett ferromagnetiskt material vilken är sådan att den resonanta tunnling antar ett högt värde således tillhandahållande en hög eller en väsentligen maximerad konduktans.

21. Ett förfarande enligt patentkrav 20, k ä n n e t e c k n a t d ä r a v att det dessutom innefattar stegen att: - applicera en spänning nära 2h0/e svarande mot interaktions- utbytesenergin för den ferromagnetiska baselektroden, - tillhandahålla en fasskillnad Ao = (2n+l)n.

22. Ett förfarande enligt patentkrav 21, k ä n n e t e c k n a t d ä r a v 10 514 610 26 att för ge en fasskillnad som är lika med en udda multipel av n, det innefattar stegen att: - förbinda de supraledande styrelektroderna så att de bildar en slinga, - applicera ett magnetiskt fält genom sagda supraledande slinga.

23. Ett förfarande enligt patentkrav 21, k ä n n e t e c k n a t d ä r a v att det innefattar steget att: - styra fasskillnaden mellan de supraledande styrelektroderna genom att producera en superström IG genom de supraledande elektroderna.