4.2 Processus d’échappement
4.2.2 Mesure des lignes P 50 %
4.2.2.3 Extraction des paramètres des échantillons
Le calcul numérique de la hauteur de barrière∆U et de la fréquence en fond de puits
νk permet d’évaluer la probabilité d’échappement théorique en fonction du courant et du
flux de polarisation. On peut alors reconstruire les lignes P50% correspondant à un jeu de
paramètres du SQUID et les comparer aux mesures. Comme nous l’avons montré dans
−0.55 −0.5 −0.45
−800
−400
0
400
800
S
QB
I p
[nA]
Φp / Φ0
[0Φ0]
[−1Φ0]
[0Φ0]
[−1Φ
0]
&
0.4 0.5 0.6 0.7
−400
−200
0
200
400
I p
[nA]
Φp / Φ0
S
2D
[0Φ
0] [1Φ0]
[0Φ
0] [1Φ
0]
&
Figure 4.15 – Lignes critiques des échantillons SQB et S2D autour de (Ip = 0 ; Φp =
0.5Φ0). Durée des impulsions de flux ∆t = 100ns pour SQB et ∆t = 1µs pour S2D. Les
prédictions de la théorie MQT sont en rouge.
SQUID SQB (niobium) SQUID S2D (aluminium)
Courant critique par jonction IcJ J 5.61µA 0.713µA
Asymétrie de courant critique α 0.72% 0.24%
Inductance LS 18.7pH 629.8pH
Paramètre b 3.05 0.733
Asymétrie d’inductance η 72% 10.1%
Table 4.1 – Paramètres des échantillons SQB et S2D extrait de l’ajustement des lignes
P50% avec la théorie.
le chapitre 2 à la figure 2.6, chaque paramètre a un effet bien distinct sur la forme des
lignesP50%. Nous ne procédons donc pas à un ajustement avec plusieurs paramètres libres
mais à plusieurs ajustements à paramètre libre unique. Dans la pratique, on commence
par calibrer la mutuelleMbob entre la bobine de flux et le SQUID en utilisant la périodicité
des arches en Φ0. En comparant l’effet des impulsions Φ(t) appliquées par l’antenne avec
l’effet de la bobine, on calibre la mutuelle MΦentre l’antenne de flux et le SQUID. Ensuite
du maximum des lignes P50% sur la figure 4.12, on extrait le courant critique du SQUID.
Puis sur la figure 4.15, le décalage des extrémités des lignes P50% par rapport au courant
nul permet de déduire l’asymétrie de courant critique α. La largeur en flux de la zone
de coexistence entre deux états de flux donne l’inductance du SQUID LS. Finalement
l’asymétrie d’inductance η est extraite de la valeur du flux au point de croisement entre
les lignes P50% des deux états de flux. Les paramètres obtenus par les ajustements sont
présentés dans le tableau 4.1. Les lignesP50%théoriques pour ces paramètres sont en rouge
sur les figures 4.12 et 4.15.
Conclusion
Dans la première partie de ce chapitre nous avons présenté les caractéristiques IV de
nos échantillons. Outre l’extraction des paramètres de base de nos échantillons comme le
gap supraconducteur et le courant de repiégeage, nous avons mis en évidence l’effet de la
dissipation sur les caractéristiques IV des SQUIDs. Nous proposons un modèle très simple
basé sur la variation du gap supraconducteur en fonction de la température de la jonction.
Dans l’état dissipatif, la température de la jonction augmente. Le gap supraconducteur est
alors modifié. Une zone de résistance négative apparaît dans la caractérisique IV. Lorsque
on associe en parallèle deux jonctions, une instabilité apparaît au point de bifurcation entre
les régimes de résistance négative et positive. Au cours de la dépolarisation du SQUID,
on observe une dépolarisation successive des deux jonctions. Cet effet permet d’expliquer
précisement les anomalies observées à demi-courant critique. Un ajustement plus précis
de la caractéristique IV d’un SQUID permet d’extraire les températures de chacune des
jonctions.
Dans la deuxième partie, nous avons présenté les mesures des lignes d’échappement
à 50% dans nos échantillons. La mesure de probabilité d’échappement par impulsions
de courant permet de mesurer l’échappement vers un état dissipatif. Dans la région de
coexistence entre deux états de flux, cette mesure ne permet pas de mesurer l’échappement
d’un état de flux vers l’autre. Nous avons donc mis au point une mesure en deux étapes
mettant en jeu des impulsions de flux pour l’échappement suivies de la lecture de l’état de
flux final par impulsion de courant. L’ajustement avec un modèle MQT permet d’extraire
avec une grande précision le courant critique des jonctions, l’inductance de la boucle du
SQUID ainsi que leurs asymétries.
Le dcSQUID polarisé à courant nul : un
QuBit de phase protégé
La première mesure de la discrétisation des niveaux d’énergie d’un dcSQUID a été
effectuée par J. Claudon en 2004 [44]. Des oscillations cohérentes en présence d’un champ
micro-onde ont été observées, ouvrant la voie à l’utilisation d’un dcSQUID en tant que
QuBit de phase. Il a été demontré que le temps de cohérence mesuré, de l’ordre de 20ns,
était principalement limité par les fluctuations du courant de polarisation [74]. Nous
mon-trerons dans ce chapitre qu’un dcSQUID polarisé à courant nul est protégé contre les
fluctuations de courant. En particulier dans l’échantillon S2D, nous mesurerons un temps
de déphasage de160nset un temps de relaxation de 200ns.
Dans une première partie, nous traiterons de la mesure des états quantiques d’un
dcS-QUID polarisé à courant nul. Nous présenterons une technique de mesure en un coup
par impulsion de flux nanoseconde adaptée à la problématique de la mesure proche du
courant nul. Cela nous permettra d’effectuer des mesures de spectroscopie sondant la
pre-mière transition du mode longitudinal d’un dcSQUID. Nous montrerons alors l’existence
d’une ligne optimale où le circuit est protégé contre le bruit en courant. Nous présenterons
ensuite les oscillations cohérentes et les mesures de temps de relaxation le long de cette
ligne optimale.
Dans la deuxième partie, nous discuterons de la principale limitation dans nos
échan-tillons : la présence de systèmes à deux niveaux parasites situés dans la barrière tunnel
des jonctions. Nous présenterons les divers effets de ces défauts. Enfin nous verrons sous
forme de perspectives les améliorations à apporter aux circuits afin de réduire la densité
de défauts.
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5.1 Spectroscopies du mode longitudinal et ligne
opti-male
Dans le document
Dynamique quantique dans un dcSQUID : du qubit de phase à l'oscillateur quantique bidimensionnel
(Page 93-99)