Простой эффект Джозефсона (стр. 2 из 3)
Как уже упоминалось, стационарный эффект Джозефсона состоит в том, что достаточно слабый ток I (меньший критического тока слабой связи Ic) протекает без сопротивления, то есть на ней не происходит падения напряжения. Джозефсон получил следующее выражение для тока I:
, (1)где
- разность фаз волновых функций по разные стороны слабой связи. В своей работе [Josephson B.D.,1962] Джозефсон предсказал, что в области диэлектрической прослойки будут интерферировать когерентные токи, исходящие из обоих сверхпроводников, так же как световые волны от двух когерентных источников. Поэтому результирующий ток оказывается пропорциональным синусу разности фаз.Через год после предсказания Джозефсона этот эффект проверил прямым экспериментом Дж. Роуэлл. В туннельных экспериментах такого рода, когда диэлектрическая прослойка очень тонка, основная трудность состоит в устранении контакта металлических обкладок из-за дефектов диэлектрика. Надо каким-то образом доказать, что наблюдаемый ток не является следствием тривиальных закороток, а действительно является туннельным током. Для этого Дж. Роуэлл поместил туннельный переход в магнитное поле, направленное вдоль плоскости барьера. Естественно, что магнитное поле не может влиять на закоротки и в этом случае ток практически не изменился бы. Однако даже очень слабое магнитное поле влияло на ток, причем совершенно нетривиальным образом.
Дело в том, что магнитное поле изменяет фазу волновой функции сверхпроводящих электронов. Поскольку в этом, пожалуй, наиболее ярко проявляется макроскопический квантовый характер сверхпроводящего состояния и эти явления продолжают оставаться в центре внимания и в настоящее время, рассмотрим их более подробно.
Уже в первом эксперименте было обнаружено, что максимальный сверхпроводящий ток Ic в магнитном поле, параллельном плоскости контакта, немонотонно зависит (с периодом, равным кванту потока
) от величины магнитного потока 
, проникающего в контакт. Эта зависимость показана на рис. 2. Как видно из рисунка, в случае, когда поток равен целому числу квантов , происходит компенсация токов, текущих в противоположные стороны в разных точках контакта, и результирующий критический ток оказывается равным нулю. Этот график аналогичен зависимости интенсивности света на экране при дифракции на одиночной щели от расстояния до центральной точки и наглядно демонстрирует волновые свойства сверхпроводящих токов.  |
| Рис. 2.Зависимость критического тока Im (нормированного на критический ток при отсутствии поля Ic) джозефсоновского контакта от величины потока внешнего магнитного поля |
Чтобы рассмотрение этого явления стало более простым, включим туннельный контакт в сверхпроводящий контур (кольцо). Магнитный поток
через площадь сверхпроводящего кольца (не содержащего контакта) строго постоянен. Его значение, как уже говорилось, квантуется. Оно равно целому числу квантов , и изменить его, не переводя кольцо в нормальное состояние, невозможно. Но если кольцо содержит слабую связь, то магнитный поток может меняться - кванты потока проникают в контур через это слабое место.Посмотрим, как при изменении внешнего магнитного поля меняется величина потока
и тока I в кольце со слабой связью. Пусть сначала внешнее поле и ток в контуре равны нулю (рис. 3, а). Поток при этом тоже равен нулю. Увеличим внешнее поле - по закону индукции Фарадея в контуре появится сверхпроводящий ток, своим магнитным полем по закону Ленца компенсирующий внешний поток. Так будет происходить, пока ток в контуре не станет равным критическому току контакта Ic (рис. 3, б ). Для простоты рассмотрения выберем площадь кольца такой, чтобы при I = Ic внешнее поле создавало поток , равный половине кванта потока: 
.  |  |
| Рис. 3.Сверхпроводящий контур с джозефсоновским элементом во внешнем магнитном поле | Рис. 4.Двухконтактный интерферометр. Схема (а) и зависимость критического тока от величины магнитного потока (б ) |
Как только ток станет больше Ic , сверхпроводимость в контакте нарушится и в контур войдет квант потока
(рис. 3, в). При этом отношение 
скачком увеличится на единицу, а направление тока изменится на противоположное, хотя его величина останется прежней Ic . Действительно, если до вхождения кванта потока ток Ic полностью экранировал внешний поток , то после вхождения он должен усиливать внешний поток 
до значения . Таким образом, контур перешел в новое квантовое состояние.При дальнейшем увеличении внешнего поля ток в кольце будет уменьшаться, а поток будет оставаться равным
. Ток обратится в нуль, когда внешний поток станет равным (рис. 3, г), а затем ток потечет в обратном направлении, частично экранируя внешний поток. При внешнем потоке 
ток опять станет равным Ic , сверхпроводимость нарушится, войдет следующий квант потока и т.д. Ступенчатый характер рассмотренных зависимостей позволяет почувствовать отдельные кванты потока, а ведь эта величина очень мала, всего лишь порядка 
Вб.Особенно ярко когерентные свойства сверхпроводящего состояния проявляются при включении в контур двух джозефсоновских контактов (рис. 4, а). Полный ток I при этом определяется интерференцией токов, протекающих через контакты:
(2)где
и 
- скачки фаз волновых функций на переходах, а критические токи обоих контактов для простоты взяты одинаковыми и равными Ic . В результате критический ток Im периодически зависит от внешнего магнитного поля и обращается в нуль, когда поток равен полуцелому числу квантов (рис. 4, б ). Эта зависимость в точности соответствует оптическому аналогу - зависимости интенсивности света на экране от расстояния при дифракции на двух щелях. С 1911 по 1986 было исследовано очень много сверхпроводящих металлов и сплавов, но наивысшая измеренная температура перехода составляла 23,2 К. Для охлаждения до такой температуры требовался дорогостоящий жидкий гелий (4Не). Поэтому наиболее успешные применения сверхпроводимости оставались на уровне лабораторных экспериментов, для которых не требуется больших количеств жидкого гелия.
В конце 1986 К.Мюллер (Швейцария) и Й.Беднорц (Германия), работая в исследовательской лаборатории IBM в Цюрихе, обнаружили, что керамический проводник, построенный из атомов лантана, бария, меди и кислорода, имеет температуру перехода в сверхпроводящее состояние, равную 35 К. Вскоре исследовательские группы в разных странах мира изготовили керамические материалы с температурой перехода от 90 до 100 К, которые способны оставаться сверхпроводниками (2-го рода, см. выше) в магнитных полях до 200 кГс.