La découverte d'une faible concentration d'impuretés magnétiques permet d'expliquer la saturation à basse température de la cohérence quantique des électrons dans les orbites métalliques mésoscopiques. Établir l'équivalence entre le blocage coulombien et l'anomalie de la densité des états tunnel dans les métaux diffusifs.
Comparaison décohérence quantique-échanges d’énergie
La fonction de distribution mesurée sur l'échantillon Ag 5N est beaucoup plus arrondie, ce qui signifie qu'il y a plus d'échanges d'énergie entre électrons que sur l'échantillon Ag 6N. Globalement, nous observons systématiquement qu’un temps de cohérence de phase inhabituellement court est associé à des échanges d’énergie plus importants que prévu.
Décoherence quantique et échanges d’énergie en fonction du champ magnétique
Pour contourner ces problèmes nous avons développé deux nouveaux instruments expérimentaux qui permettent de déterminer la dépendance au champ magnétique des échanges d'énergie ainsi que le temps de cohérence quantique des électrons. Afin d'étudier la dépendance des échanges d'énergie au champ magnétique, nous avons développé, notamment avec Anne Anthore et Hugues Pothier (CEA-Saclay), un nouvel instrument qui donne accès à la fonction de distribution d'énergie des électrons dans un champ magnétique fini.
Réflexions d’Andreev multiples révélées par la fonction de distribution des électrons 13
Nous avons détaillé les mesures de la fonction de distribution électronique dans une jonction supraconducteur-normal-supraconducteur [5,7] et de l'effet π de jonction dans une nouvelle géométrie à trois branches [8,26]. L'ingrédient essentiel qui sous-tend l'effet de jonction π contrôlable est le fait que la fonction de distribution d'énergie des électrons dans le fil de diffusion métallique normal intervient dans l'expression du supercourant qui le traverse. Le fonctionnement de l’amplificateur de bifurcation Josephson est représenté schématiquement dans le panneau supérieur de la figure 4.1.
Une signature pratique du mode d'oscillation du système est la phase de la composante réfléchie du signal d'excitation. En revanche, la seule source de bruit provient de l'impédance d'entrée de l'amplificateur suivant dans la chaîne d'amplification.
Mesures du bruit quantique complet
Le détecteur générateur SIS possède une géométrie de type SQUID pour contrôler son supercourant avec un champ magnétique. Lorsque la tension de polarisation appliquée au détecteur est inférieure à 2∆/e, où ∆ est l'espace supraconducteur, le courant traversant le détecteur n'est énergétiquement possible qu'en absorbant un photon émis par la source (au moins dans le cas d'une jonction opaque, on parle de tunneling photo-assisté). À l’inverse, lorsque la tension de polarisation appliquée au détecteur est supérieure à 2∆/e, le courant traversant le détecteur est également affecté (réduit) par l’émission stimulée.
Dans le cas classique de la source polarisée en tension par une jonction Josephson, le signal étudié est symétrique. Pour démontrer que le détecteur SIS peut mesurer un bruit quantique complet, nous avons également utilisé une source de bruit asymétrique.
Spectroscopie et manipulation de circuits mésoscopiques par irradiation haute
Loin de la dégénérescence des états de charge, on retrouve l’effet Josephson AC habituel (voir [22]). Dans le premier cas, sur une longue connexion tunnel, nous avons établi l'équivalence entre le blocage coulombien et l'anomalie de densité d'état tunnel dans les métaux diffus [6,7]. Dans le deuxième cas, en utilisant une approche expérimentale originale, nous avons démontré le lien fort prédit entre le bruit de tir quantique et le blocage coulombien dynamique sur un petit conducteur quantique cohérent [23].
Il semble que le blocage coulombien constitue un cadre général permettant de décrire les lois de composition des circuits quantiques en fonction de la statistique complète de leurs fluctuations de courant. Nous avons étudié expérimentalement comment le blocage coulombien est modifié dans le cas d'une jonction tunnel longue [6,7] et dans le cas où la jonction tunnel est remplacée par un petit conducteur de transmission cohérent [23].
Blocage de Coulomb dynamique dans une grande jonction tunnel
Pour ce faire, dans le groupe Quantronique (CEA-Saclay), nous avons mesuré la conductance différentielle d'une jonction tunnel longue et montré qu'elle peut être comprise aussi bien par une simple extension de la théorie standard du blocage coulombien que par la théorie de la ZBA [6,7]. Dans le cas limite d'une petite jonction tunnel insérée dans un circuit, le potentiel ne dépend pas de la position, donc Zeff est simplement l'impédance du circuit vu à travers la jonction et on retrouve la théorie standard du blocage coulombien. Du point de vue du blocage coulombien, on traite donc naturellement la présence de la capacité de la jonction tunnel dans le calcul du potentiel.
En théorie microscopique, cet effet ne peut être pris en compte qu'en incluant les charges imagées par la contre-électrode dans le calcul de polarisabilité. Cette expression montre clairement qu'on ne peut pas négliger l'influence de la capacité Cl par unité de longueur de la jonction.
Blocage de Coulomb dynamique dans un conducteur cohérent
Panneau inférieur : amplitude relative du signal de piégeage coulombien mesuré (s) tracée en fonction de la conductance de contact du point quantique. Encadré) Conductance du QPC (□) tracée en fonction de la tension appliquée à la grille métallique à fente. Ainsi, nous avons pu tester quantitativement la généralisation de la théorie du blocage coulombien au conducteur cohérent.
Nous avons développé une technique originale qui permet la spectroscopie de la distribution énergétique des électrons en utilisant les niveaux d'énergie discrets d'une boîte quantique [29]. Dans ce contexte, nous avons développé une technique expérimentale qui permet la spectroscopie énergétique de la fonction de distribution des états de bord dans un canal [29].
Spectroscopie hors d’équilibre des canaux de bords
Aux distances intermédiaires, la forme de la distribution d’énergie permet de suivre l’intensité et la dépendance énergétique des interactions. iii) Enfin, en fin d'essai, nous mesurons la fonction de distribution d'énergie des excitations électroniques au moyen d'une boîte quantique dont les niveaux d'énergie discrets jouent le rôle de filtres énergétiques (Figure 8.1, panneau supérieur (a)). Il s'agit d'un filtre énergétique car dans le régime de couplage tunnel, seuls les électrons ayant une énergie identique à l'un des niveaux individuels peuvent traverser la boîte quantique et contribuer au courant IQD. En pratique, nous mesurons la distribution d'énergie des électrons en balayant la position des niveaux quantifiés à l'aide d'un effet de champ utilisant une grille métallique polarisée sur VG et couplée capacitivement à la boîte quantique (Figure 8.1, panneau supérieur (b)).
Nos mesures pour la plus petite longueur de propagation sont bien reproduites en ignorant l'effet des interactions (voir figure 8.2) et valident ainsi le modèle de déformation rigide pour les QPC de toute transmission. Dans le contexte d'expériences d'optique quantique électronique, ce résultat confirme l'analogie entre QPC et séparateur de faisceau accordable pour les expériences résolues en énergie.
Relaxation en énergie dans le régime de l’effet Hall quantique entier
Deuxièmement, nous avons étudié les mécanismes inélastiques opérant le long des canaux de bord à travers les échanges d'énergie qu'ils provoquent sur des longueurs de propagation beaucoup plus longues, jusqu'à 30 µm. Les mesures de dispersion d'énergie sont toujours liées au canal externe entre les deux canaux de co-propagation avec un facteur de remplissage deux. Ce signal est directement proportionnel à la dérivée de la fonction de distribution d'énergie (voir Fig.
De manière plus quantitative, nous pouvons extraire des données l'énergie E portée par les excitations de bord dans le canal externe étudié. Nous avons montré sur la figure 8.3(c) l'excès de température Texc qui est défini comme la température correspondant à l'excès d'énergie dans le canal externe E(δVD)- E(δVD=0).
Contrôle de la relaxation en énergie le long des canaux de bord du régime Hall
Pour geler les échanges d'énergie le long du canal périphérique externe, nous avons reconnecté le canal interne à lui-même (voir Figure 8.5(a)). Cette observation reflète très directement l'absence d'échanges d'énergie sur la longueur supplémentaire d'environ 8 µm le long d'un canal interne qui lui est rebouclé. Par conséquent, on voit que la fermeture du canal interne sur une boucle de 8 µm a pour effet de réduire les échanges d'énergie le long du canal externe, d'une redistribution complète d'énergie (vers un équilibre chaud) à une redistribution négligeable.
Cette réapparition des échanges énergétiques montre que la taille de la boucle joue un rôle important. Nous attribuons le gel observé des échanges d'énergie à la discrétisation des niveaux d'énergie électronique dans la boucle de canal interne.
Interactions entre conducteurs cohérents dans les circuits mésoscopiques
Sur la base de la réduction observée des échanges d’énergie, nous nous attendons à une augmentation de la longueur de cohérence quantique de plus d’un facteur 4 au-delà de 80 µm. Nous aborderons ensuite le cas où le circuit environnant est également constitué de conducteurs quantiques cohérents eux-mêmes affectés par le blocage dynamique de Coulomb. L’approche expérimentale originale que nous avons développée, qui tire pleinement parti de la modularité in situ des dispositifs gravés dans un gaz bidimensionnel d’électrons, est bien adaptée à la réalisation de ces expériences.
Pour l’étude des conducteurs cohérents couplés, nous utiliserons le même type de géométrie que celui présenté sur la figure 9.1, mais avec un deuxième contact de boîte quantique au lieu d’une résistance. Une extension de la théorie existante au cas d'un environnement non gaussien sera probablement nécessaire pour interpréter les données.
Nouvelles techniques de spectroscopies hors d’équilibre pour explorer et contrôler les
Dans le cas général où ni le conducteur cohérent ni le circuit ne peuvent être traités comme une perturbation, le blocage coulombien est particulièrement difficile d'un point de vue théorique. Nous effectuerons également des mesures directes du taux d'échange d'énergie pour étudier les mécanismes inélastiques qui déterminent les échelles de longueur et d'énergie pour la physique cohérente et hors équilibre dans les nanocircuits. Les nouvelles spectroscopies f(E) permettront de profiter de la grande modularité des circuits fabriqués dans des gaz d'électrons bidimensionnels afin d'étudier différents régimes et géométries de transport qui restent inexplorés par cette approche de détection.
Nanotechnologies pour les étudiants de l'ENS (Paris) : groupes de 4 à 6 étudiants de premier cycle pendant une semaine au Laboratoire de Photonique et Nanostructures, un à quatre groupes par an (2007. Dans ces projets, je suis responsable du LPN et partenaire chargé de l'investigation expérimentale des Coulomb dynamique bloquant les corrections du courant et du bruit dans les circuits mésoscopiques.