Supercourant `a l’´equilibre et hors-´equilibre

∆2− (ǫ+iγ)2 p−2iǫ/ET h sinhp−2iǫ/ET h # sin φ (2.25) en mettant γ → 0+ dans le premier terme car il pr´esente une divergence en ǫ = ∆.

Dans le cadre des approximations qui ont permis d’obtenir l’expression simple (2.25), la densit´e spectrale de supercourant est une fonction sinuso¨ıdale de la phase. Pour φ = 0, elle est nulle pour toutes les ´energies, ce qui correspond `a la d´eg´en´erescence des ´etats (+) et (−) (introduits dans la partie 1.1.3) qui transportent le courant dans des directions oppos´ees. La valeur maximale est obtenue pour φ = π/2 et correspond au courant critique.

Pour une jonction longue ET h ≪ ∆, la fonction NJ(ǫ) est repr´esent´ee sur la figure 2.2. Les oscillations correspondent `a l’alternance des ´etats (+) et (−) dont la d´eg´en´erescence a ´et´e lev´ee par la diff´erence de phase φ. L’amplitude d´ecroˆıt exponentiellement vers z´ero sur l’´echelle de quelques fois ET h (r´egime diffusif) de sorte que seuls les premiers ´etats contribuent de fa¸con significative au supercourant. Le premier terme de l’expression (2.25) contenant le gap n’intervient pas dans ce cas ET h ≪ ∆. Le second terme pr´esente des oscillations car le sinus hyperbolique a un argument complexe et peut se r´e´ecrire :

Im ·

(1 − i)y sinh(1 − i)y

¸

= y cosh y sin y − sinh y cos y

cosh²y sin2y + sinh²y cos2y ^(2.26) en posant y =pǫ/ET h. Le num´erateur s’annule pour y ≈ 5π/4, 9π/4, ... , c’est-`a-dire pour ǫ ≈ 15 ET h, 50 ET h, ...

Il est important de noter que la r´esolution des ´equations non lin´earis´ees aurait fait ap-paraˆıtre un mini-gap `a l’´energie E<sub>g</sub> ≈ 3ET h en-dessous de laquelle la densit´e spectrale de supercourant est nulle. Cette valeur est petite par rapport `a la p´eriode des oscillations du supercourant. On peut trouver la r´esolution num´erique des ´equations non-lin´eaires dans l’ar-ticle de Yip [94]. Le mˆeme mini-gap intervient dans la densit´e d’´etats `a une particule et a ´et´e ´etudi´e th´eoriquement par Zhou et al. [96] avec en particulier sa d´ependance en fonction de la diff´erence de phase φ.

2.2.3 Supercourant `a l’´equilibre et hors-´equilibre

Situation `a l’´equilibre thermique

Cette densit´e spectrale de supercourant NJ(ǫ) permet de calculer le supercourant total en l’int´egrant avec la fonction de distribution h(ǫ) :

I_s(T ) = ¹ 2 e Rn

Z +∞ −∞

N_J(ǫ) h(ǫ) dǫ (2.27) La fonction impaire h(ǫ) est reli´ee `a la fonction de distribution classique des ´electrons not´ee f (ǫ) par :

CHAPITRE 2. CALCUL DES GRANDEURS CARACT´ERISTIQUES -40 -20 0 20 40 -0.8 0.0 0.8 N^J ( ε ) ε / E_Th -1 0 1 n = -1 n = 0 (-) (+) (-) (+) h ( ε )

Fig. 2.2 – Densit´e spectrale de supercourant NJ(ǫ) pour φ = π/2 et E_{T h} ≪ ∆ (trait continu). Correspondance qualitative avec les ´etats li´es discrets du r´egime balistique (traits verticaux). Fonction de distribution h(ǫ) pour k_BT = 5 E_{T h} (tirets). 0 5 10 15 20 25 30 0 2 4 6 8 10 2 e R n I^c (T ) / E T h k_B T / E_Th

Fig. 2.3 – D´ependance du courant critique avec la temp´erature dans le cas d’une jonction longue E_{T h} ≪ ∆.

Le terme 1 − f(ǫ) traduit la probabilit´e que l’´etat d’´energie ǫ soit disponible pour injecter un ´electron. La densit´e de supercourant NJ(ǫ) ´etant une fonction impaire, h(ǫ) ne contient que la partie impaire de la probabilit´e 1 − f(ǫ).

A l’´equilibre thermique, f (ǫ) est la fonction de Fermi fT(ǫ) : h(ǫ) = 1 − 2fT(ǫ) = tanh µ ǫ 2k_BT ¶ (2.29) A temp´erature nulle, tous les ´etats ǫ > 0 sont vides donc disponibles pour injecter des ´electrons et h(ǫ > 0) = +1. Tous les ´etats ǫ < 0 sont pleins, les ´electrodes supraconductrices ne peuvent pas y injecter d’´electron. C’est le fait d’avoir pris la partie impaire qui conduit `a h(ǫ < 0) = −1. Ainsi l’int´egrale pour ǫ < 0 est exactement ´egale `a celle pour ǫ > 0. Les ´etats sous le niveau de Fermi sont seulement utilis´es pour les trous des paires d’Andreev d’´energie ǫ > 0, trous qui transportent le courant dans la mˆeme direction que l’´electron, les paires transportant une charge 2e.

L’int´egrale (2.27) avec (2.29) donne exactement le mˆeme r´esultat (figure 2.3) que l’expres-sion en formalisme de Matsubara, mais l’action de la temp´erature apparaˆıt beaucoup plus clairement dans ce formalisme en ´energie. La fonction h(ǫ) est repr´esent´ee sur la figure 2.2 pour kBT = 5 ET h avec la fonction NJ(ǫ) dans le cas d’une jonction longue ET h ≪ ∆. Les excitations thermiques diminuent l’int´egrale de NJ(ǫ) pour les ´energies ǫ < kBT . Lorsque la temp´erature est tr`es sup´erieure `a l’´energie de Thouless, le courant critique devient ex-ponentiellement petit. Notons ´egalement que le courant critique sature aux temp´eratures inf´erieures `a ET h car NJ(ǫ) est nul `a ǫ = 0 donc on ne gagne plus de supercourant en refroi-dissant. La valeur de saturation est 2eRnIc(0) = 8.3 ET h avec notre expression approch´ee. Le

2.2. SUPERCOURANT DANS LES JONCTIONS S/N/S vrai coefficient est un peu plus grand comme l’a montr´e l’´etude exp´erimentale et th´eorique de jonctions longues S/N/S par Dubos et al. [37].

Situation hors-´equilibre

Une situation hors-´equilibre int´eressante consiste `a d´eplacer le potentiel chimique du m´etal normal par rapport `a celui du supraconducteur. Elle a ´et´e ´etudi´ee th´eoriquement dans plusieurs articles [90, 91, 94] et r´ealis´ee exp´erimentalement par Baselmans et al. [9]. Si la jonction S/N/S poss`ede deux ´electrodes suppl´ementaires, un courant normal peut ˆetre inject´e perpendiculairement au supercourant en appliquant une tension 2V comme le montre la figure 2.4. Si la r´egion normale est m´esoscopique, la fonction de distribution n’est pas `a l’´equilibre thermique, car il n’y a pas de processus de relaxation de l’´energie. Elle pr´esente deux marches aux valeurs des tensions des deux r´eservoirs normaux ǫ = ±eV , convolu´ees par la fonction de Fermi `a la temp´erature des r´eservoirs. Au centre, les deux marches sont ´egales et la fonction de distribution :

h(ǫ) = ¹ 2 µ tanh^{µ ǫ + eV} 2kBT ¶ + tanhµ ǫ − eV 2kBT ¶¶ (2.30) est repr´esent´ee sur la figure 2.5. A tr`es basse temp´erature kBT ≪ ET h, les ´etats d’´energie ǫ < eV sont occup´es avec une probabilit´e <sup>1</sup><sub>2</sub>. Les supercourants de la jonction S/N/S de part et d’autres du niveau de Fermi se compensent dans cette fenˆetre d’´energie, c’est pourquoi h(ǫ) = 0. Seuls les ´etats ǫ > eV contribuent au supercourant, qui diminue donc avec la tension appliqu´ee comme indiqu´e sur la figure 2.6. Au-del`a d’une tension eV∗ = 8 ET h, la contribution n´egative (ǫ > 15 E_{T h}) domine et le courant critique total devient n´egatif. L’´etat fondamental passe ainsi d’une diff´erence de phase φgs = 0 `a φgs = π lorsqu’on augmente la tension.

S

S

N

N

Fig. 2.4 – Sch´ema d’une jonction S/N/S avec deux ´electrodes transverses permettant d’appliquer une tension et de modifier la forme de la fonction de distribution h(ǫ).

CHAPITRE 2. CALCUL DES GRANDEURS CARACT´ERISTIQUES -40 -20 0 20 40 -0.8 0.0 0.8 eV eV N^J ( ε ) ε / E_Th -1 0 1 h ( ε )

Fig.2.5 –Situation hors-´equilibre induite par une tension transverse appliqu´ee `a la jonc-tion (figure 2.4). Densit´e spectrale de super-courant N<sub>J</sub>(ǫ) pour φ = π/2 et E<sub>T h</sub> ≪ ∆ (trait continu). Fonction de distribution h(ǫ) en forme de double marche `a basse temp´erature k_BT = 0.5E_{T h} (pointill´es). 0 5 10 15 20 25 30 35 40 -4 -2 0 2 4 6 8 10 état ππ état 0 V* 2 e R n I^c (T ) / E T h eV / E_Th

Fig. 2.6 – D´ependance du courant critique avec la tension transverse appliqu´ee `a la jonc-tion (figure 2.4). E_{T h} ≪ ∆ et kBT = 0.5E_{T h}.

Baselmans et al. [9] ont montr´e que l’´etat fondamental de la jonction ´etait bien un ´etat π en utilisant le ph´enom`ene appel´e interf´erom´etrie d’Andreev [45, 90]. Dans cette g´eom´etrie d’´echantillon, il est possible de mesurer la r´esistance entre les r´eservoirs normaux tout en faisant passer un courant supraconducteur dans la jonction S/N/S. La r´esistance normale d´epend de la diff´erence de phase φ selon une expression R(φ) = R0 − δR cos φ `a cause de la d´ependance en φ du spectre des ´etats li´es d’Andreev (en particulier le mini-gap disparaˆıt pour φ = π). Si la r´esistance augmente lorsqu’on augmente le supercourant, c’est que φ_gs = 0. Si elle diminue, c’est que φgs = π. Ils ont ´egalement montr´e que la figure d’interf´erence d’un SQUID avec deux jonctions comme celles-ci se d´ecale d’un demi quantum de flux lorsqu’une des deux est mise dans l’´etat π par application d’une tension [10]. Ceci est dˆu au supercourant qui apparaˆıt spontan´ement dans l’anneau pour satisfaire la relation qui lie les diff´erences de phase aux bornes des deux jonctions.