Эффект джозефсона - Josephson effect

Микросхема матрицы переходов Джозефсона, разработанная Национальный институт стандартов и технологий как стандартный вольт

В Эффект джозефсона это явление сверхток, ток, который течет бесконечно долго без приложения напряжения, через устройство, известное как Джозефсоновский переход (JJ), состоящий из двух или более сверхпроводники в сочетании со слабым звеном. Слабое звено может состоять из тонкого изолирующего барьера (известного как переход сверхпроводник – изолятор – сверхпроводник, или S-I-S), короткий отрезок несверхпроводящего металла (S-N-S) или физическое сужение, которое ослабляет сверхпроводимость в точке контакта (S-s-S).

Эффект Джозефсона является примером макроскопическое квантовое явление. Назван в честь британского физика. Брайан Дэвид Джозефсон, который в 1962 году предсказал математические зависимости тока и напряжения в слабом звене.^[1][2] Эффект Джозефсона был замечен в экспериментах до 1962 г.^[3] но были приписаны "сверхкоротким замыканиям" или нарушениям изолирующего барьера, ведущим к прямой проводимости электронов между сверхпроводниками. Первой статьей, в которой утверждалось открытие эффекта Джозефсона и проводились необходимые экспериментальные проверки, была статья Филип Андерсон и Джон Роуэлл.^[4] Эти авторы были награждены патентами на эффекты, которые никогда не применялись, но никогда не оспаривались.

До предсказания Джозефсона было известно только, что нормальные (т. Е. Несверхпроводящие) электроны могут проходить через изолирующий барьер с помощью квантовое туннелирование. Джозефсон первым предсказал туннелирование сверхпроводящей Куперовские пары. За эту работу Джозефсон получил Нобелевская премия по физике в 1973 г.^[5] Джозефсоновские переходы имеют важные приложения в квантово-механические схемы, Такие как Кальмары, сверхпроводящие кубиты, и RSFQ цифровая электроника. В NIST стандарт для одного вольт достигается массив из 20 208 джозефсоновских переходов последовательно.^[6]

Приложения

В электрический символ для джозефсоновского перехода

Типы перехода Джозефсона включают φ джозефсоновский переход (из которых π джозефсоновский переход это частный пример), длинный переход Джозефсона, и сверхпроводящий туннельный переход. «Мост Дайем» - это тонкая пленка вариант джозефсоновского перехода, в котором слабое звено представляет собой сверхпроводящий провод с размерами в несколько единиц микрометры или менее.^[7][8] В Количество соединений Джозефсона устройства используется в качестве эталона его сложности. Эффект Джозефсона нашел широкое применение, например, в следующих областях.

Кальмары, или сверхпроводящие устройства квантовой интерференции, очень чувствительны магнитометры которые действуют через эффект Джозефсона. Они широко используются в науке и технике.

В точности метрология, эффект Джозефсона обеспечивает точно воспроизводимое преобразование между частота и Напряжение. Поскольку частота уже точно и практически определяется цезиевый стандарт, эффект Джозефсона используется для большинства практических целей, чтобы дать стандартное представление вольт, то Стандарт напряжения Джозефсона.

Одноэлектронные транзисторы часто строятся из сверхпроводящий материалы, позволяющие использовать эффект Джозефсона для достижения новых эффектов. Полученное устройство получило название «сверхпроводящий одноэлектронный транзистор».^[9]

Эффект Джозефсона также используется для наиболее точных измерений элементарный заряд через постоянную Джозефсона и постоянную фон Клитцинга, которая связана с квантовый эффект холла.

RSFQ цифровая электроника основана на шунтированных джозефсоновских переходах. В этом случае событие переключения перехода связано с излучением одного квант магнитного потока ${\displaystyle \scriptstyle {\frac {1}{2e}}h}$ который несет цифровую информацию: отсутствие переключения эквивалентно 0, в то время как одно событие переключения несет 1.

Джозефсоновские переходы интегральны по сверхпроводящие квантовые вычисления в качестве кубиты например, в поток кубита или другие схемы, в которых фаза и заряд действуют как сопряженные переменные.^[10]

Детекторы сверхпроводящего туннельного перехода (STJ) могут стать жизнеспособной заменой CCD (устройства с зарядовой связью ) для использования в астрономия и астрофизика через несколько лет. Эти устройства эффективны в широком спектре от ультрафиолета до инфракрасного, а также в рентгеновских лучах. Технология апробирована на Телескоп Уильяма Гершеля в МОШЕННИЧЕСТВО инструмент.

Quiterons и аналогичные сверхпроводящие коммутационные устройства.

Эффект Джозефсона также наблюдался в устройствах квантовой интерференции сверхтекучего гелия (ШЕКИДЫ ), сверхтекучий гелиевый аналог DC-SQUID.^[11]

Уравнения Джозефсона

Схема одиночного перехода Джозефсона. A и B представляют собой сверхпроводники, а C - слабое звено между ними.

Схема одиночного перехода Джозефсона показана справа. Предположим, что сверхпроводник A имеет Параметр порядка Гинзбурга – Ландау ${\displaystyle \psi _{A}={\sqrt {n_{A}}}e^{i\phi _{A}}}$, и сверхпроводник B ${\displaystyle \psi _{B}={\sqrt {n_{B}}}e^{i\phi _{B}}}$, который можно интерпретировать как волновые функции из Куперовские пары в двух сверхпроводниках. Если разность электрических потенциалов на переходе равна ${\displaystyle V}$, то разность энергий двух сверхпроводников равна ${\displaystyle 2eV}$, поскольку каждая куперовская пара имеет удвоенный заряд одного электрона. В Уравнение Шредингера за это квантовая система с двумя состояниями следовательно является:^[12]

${\displaystyle i\hbar {\frac {\partial }{\partial t}}{\begin{pmatrix}{\sqrt {n_{A}}}e^{i\phi _{A}}\\{\sqrt {n_{B}}}e^{i\phi _{B}}\end{pmatrix}}={\begin{pmatrix}eV&K\\K&-eV\end{pmatrix}}{\begin{pmatrix}{\sqrt {n_{A}}}e^{i\phi _{A}}\\{\sqrt {n_{B}}}e^{i\phi _{B}}\end{pmatrix}},}$

где постоянная ${\displaystyle K}$ характеристика перехода. Чтобы решить указанное выше уравнение, сначала вычислите производную по времени параметра порядка в сверхпроводнике A:

${\displaystyle {\frac {\partial }{\partial t}}({\sqrt {n_{A}}}e^{i\phi _{A}})={\dot {\sqrt {n_{A}}}}e^{i\phi _{A}}+{\sqrt {n_{A}}}(i{\dot {\phi }}_{A}e^{i\phi _{A}})=({\dot {\sqrt {n_{A}}}}+i{\sqrt {n_{A}}}{\dot {\phi }}_{A})e^{i\phi _{A}},}$

и поэтому уравнение Шредингера дает:

${\displaystyle ({\dot {\sqrt {n_{A}}}}+i{\sqrt {n_{A}}}{\dot {\phi }}_{A})e^{i\phi _{A}}={\frac {1}{i\hbar }}(eV{\sqrt {n_{A}}}e^{i\phi _{A}}+K{\sqrt {n_{B}}}e^{i\phi _{B}}).}$

Разность фаз параметров порядка Гинзбурга-Ландау поперек перехода называется Фаза Джозефсона:

${\displaystyle \varphi =\phi _{B}-\phi _{A}}$.

Таким образом, уравнение Шредингера можно переписать как:

${\displaystyle {\dot {\sqrt {n_{A}}}}+i{\sqrt {n_{A}}}{\dot {\phi }}_{A}={\frac {1}{i\hbar }}(eV{\sqrt {n_{A}}}+K{\sqrt {n_{B}}}e^{i\varphi }),}$

и это комплексно сопряженный уравнение:

${\displaystyle {\dot {\sqrt {n_{A}}}}-i{\sqrt {n_{A}}}{\dot {\phi }}_{A}={\frac {1}{-i\hbar }}(eV{\sqrt {n_{A}}}+K{\sqrt {n_{B}}}e^{-i\varphi }).}$

Сложите два сопряженных уравнения, чтобы исключить ${\displaystyle {\dot {\phi }}_{A}}$:

${\displaystyle 2{\dot {\sqrt {n_{A}}}}={\frac {1}{i\hbar }}(K{\sqrt {n_{B}}}e^{i\varphi }-K{\sqrt {n_{B}}}e^{-i\varphi })={\frac {K{\sqrt {n_{B}}}}{\hbar }}\cdot 2\sin \varphi .}$

С ${\displaystyle {\dot {\sqrt {n_{A}}}}={\frac {{\dot {n}}_{A}}{2{\sqrt {n_{A}}}}}}$, у нас есть:

${\displaystyle {\dot {n}}_{A}={\frac {2K{\sqrt {n_{A}n_{B}}}}{\hbar }}\sin \varphi .}$

Теперь вычтите два сопряженных уравнения, чтобы исключить ${\displaystyle {\dot {\sqrt {n_{A}}}}}$:

${\displaystyle 2i{\sqrt {n_{A}}}{\dot {\phi }}_{A}={\frac {1}{i\hbar }}(2eV{\sqrt {n_{A}}}+K{\sqrt {n_{B}}}e^{i\varphi }+K{\sqrt {n_{B}}}e^{-i\varphi }),}$

который дает:

${\displaystyle {\dot {\phi }}_{A}=-{\frac {1}{\hbar }}(eV+K{\sqrt {\frac {n_{B}}{n_{A}}}}\cos \varphi ).}$

Точно так же для сверхпроводника B мы можем вывести, что:

${\displaystyle {\dot {n}}_{B}=-{\frac {2K{\sqrt {n_{A}n_{B}}}}{\hbar }}\sin \varphi ,\,{\dot {\phi }}_{B}={\frac {1}{\hbar }}(eV-K{\sqrt {\frac {n_{A}}{n_{B}}}}\cos \varphi ).}$

Отмечая, что эволюция фазы Джозефсона ${\displaystyle {\dot {\varphi }}={\dot {\phi }}_{B}-{\dot {\phi }}_{A}}$ и производная по времени от плотность носителей заряда ${\displaystyle {\dot {n}}_{A}}$ пропорционально текущему ${\displaystyle I}$, приведенное выше решение дает Уравнения Джозефсона:^[13]

${\displaystyle I(t)=I_{c}\sin(\varphi (t))}$ (1-е отношение Джозефсона, или отношение фаза тока в слабом звене)

${\displaystyle {\frac {\partial \varphi }{\partial t}}={\frac {2eV(t)}{\hbar }}}$ (2-е соотношение Джозефсона или уравнение эволюции сверхпроводящей фазы)

куда ${\displaystyle V(t)}$ и ${\displaystyle I(t)}$ - напряжение и ток через джозефсоновский переход, ${\displaystyle I_{c}}$ является параметром соединения, названного критический ток. Критический ток джозефсоновского перехода зависит от свойств сверхпроводников, а также может зависеть от таких факторов окружающей среды, как температура и внешнее магнитное поле.

В Постоянная Джозефсона определяется как:

${\displaystyle K_{J}={\frac {2e}{h}}\,,}$

и его обратное квант магнитного потока:

${\displaystyle \Phi _{0}={\frac {h}{2e}}=2\pi {\frac {\hbar }{2e}}\,.}$

Уравнение эволюции сверхпроводящей фазы можно переформулировать как:

${\displaystyle {\frac {\partial \varphi }{\partial t}}=2\pi [K_{J}V(t)]={\frac {2\pi }{\Phi _{0}}}V(t)\,.}$

Если мы определим:

${\displaystyle \Phi =\Phi _{0}{\frac {\varphi }{2\pi }}\,,}$

тогда напряжение на переходе равно:

${\displaystyle V={\frac {\Phi _{0}}{2\pi }}{\frac {\partial \varphi }{\partial t}}={\frac {d\Phi }{dt}}\,,}$

что очень похоже на Закон индукции Фарадея. Но учтите, что это напряжение не связано с магнитной энергией, так как есть нет магнитного поля в сверхпроводниках; Вместо этого это напряжение исходит из кинетической энергии носителей (т. Е. Куперовских пар). Это явление также известно как кинетическая индуктивность.

Три основных эффекта

Типовая ВАХ сверхпроводящий туннельный переход, распространенный вид перехода Джозефсона. Масштаб по вертикальной оси - 50 мкА, по горизонтальной - 1 мВ. Бар в ${\displaystyle V=0}$ представляет собой эффект Джозефсона постоянного тока, тогда как ток при больших значениях ${\displaystyle \left|V\right|}$ возникает из-за конечного значения ширины запрещенной зоны сверхпроводника и не воспроизводится приведенными выше уравнениями.

Есть три основных эффекта, предсказанных Джозефсоном, которые непосредственно следуют из уравнений Джозефсона:

Эффект Джозефсона DC

Эффект Джозефсона постоянного тока - это постоянный ток, пересекающий изолятор в отсутствие какого-либо внешнего электромагнитного поля из-за туннелирование. Этот постоянный ток Джозефсона пропорционален синусу фазы Джозефсона (разность фаз на изоляторе, которая остается постоянной во времени) и может принимать значения между ${\displaystyle -I_{c}}$ и ${\displaystyle I_{c}}$.

Эффект AC Джозефсона

С фиксированным напряжением ${\displaystyle V_{DC}}$ на переходе фаза будет линейно изменяться со временем, и ток будет синусоидальным переменным током (Переменный ток ) с амплитудой ${\displaystyle I_{c}}$ и частота ${\displaystyle K_{J}V_{DC}}$. Это означает, что переход Джозефсона может выступать в качестве идеального преобразователя напряжения в частоту.

Обратный эффект Джозефсона AC

Микроволновое излучение одиночного (угловая частота ${\displaystyle \omega }$ может вызвать квантованные напряжения постоянного тока^[14] через переход Джозефсона, и в этом случае фаза Джозефсона принимает вид ${\displaystyle \varphi (t)=\varphi _{0}+n\omega t+a\sin(\omega t)}$, а напряжение и ток на переходе будут:

${\displaystyle V(t)={\frac {\hbar }{2e}}\omega (n+a\cos(\omega t)),{\text{ and }}I(t)=I_{c}\sum _{m=-\infty }^{\infty }J_{m}(a)\sin(\varphi _{0}+(n+m)\omega t),}$

Компоненты постоянного тока:

${\displaystyle V_{DC}=n{\frac {\hbar }{2e}}\omega ,{\text{ and }}I_{DC}=I_{c}J_{-n}(a)\sin \varphi _{0}.}$

Это означает, что переход Джозефсона может действовать как идеальный преобразователь частоты в напряжение.^[15] что является теоретической основой для Стандарт напряжения Джозефсона.

Джозефсоновская индуктивность

Когда ток и фаза Джозефсона изменяются во времени, падение напряжения на переходе также будет меняться соответственно; Как показано в выводе ниже, соотношения Джозефсона определяют, что это поведение можно смоделировать с помощью кинетическая индуктивность названный индуктивностью Джозефсона.^[16]

Перепишите соотношения Джозефсона как:

${\displaystyle {\begin{aligned}{\frac {\partial I}{\partial \varphi }}&=I_{c}\cos \varphi ,\\{\frac {\partial \varphi }{\partial t}}&={\frac {2\pi }{\Phi _{0}}}V.\end{aligned}}}$

Теперь примените Правило цепи для вычисления производной тока по времени:

${\displaystyle {\frac {\partial I}{\partial t}}={\frac {\partial I}{\partial \varphi }}{\frac {\partial \varphi }{\partial t}}=I_{c}\cos \varphi \cdot {\frac {2\pi }{\Phi _{0}}}V,}$

Измените результат выше в виде вольт-амперная характеристика индуктора:

${\displaystyle V={\frac {\Phi _{0}}{2\pi I_{c}\cos \varphi }}{\frac {\partial I}{\partial t}}=L(\varphi ){\frac {\partial I}{\partial t}}.}$

Это дает выражение для кинетической индуктивности как функции фазы Джозефсона:

${\displaystyle L(\varphi )={\frac {\Phi _{0}}{2\pi I_{c}\cos \varphi }}={\frac {L_{J}}{\cos \varphi }}.}$

Здесь, ${\displaystyle L_{J}=L(0)={\frac {\Phi _{0}}{2\pi I_{c}}}}$ является характерным параметром джозефсоновского перехода, называемым джозефсоновской индуктивностью.

Обратите внимание, что хотя кинетическое поведение джозефсоновского перехода аналогично поведению индуктора, связанное с ним магнитное поле отсутствует. Такое поведение обусловлено кинетической энергией носителей заряда, а не энергией магнитного поля.

Энергия Джозефсона

Основываясь на сходстве джозефсоновского перехода с нелинейным индуктором, можно рассчитать энергию, запасенную в джозефсоновском переходе, когда через него протекает сверхток.^[17]

Сверхток, протекающий через переход, связан с фазой Джозефсона соотношением ток-фаза (CPR):

${\displaystyle I=I_{c}\sin \varphi .}$

Уравнение эволюции сверхпроводящей фазы аналогично уравнению Закон Фарадея:

${\displaystyle V=\operatorname {d} \!\Phi /\operatorname {d} \!t\,.}$

Предположим, что в момент ${\displaystyle t_{1}}$, фаза Джозефсона равна ${\displaystyle \varphi _{1}}$; Позже ${\displaystyle t_{2}}$, фаза Джозефсона эволюционировала в ${\displaystyle \varphi _{2}}$. Увеличение энергии в переходе равно работе, совершаемой на соединении:

${\displaystyle \Delta E=\int _{1}^{2}IV\operatorname {d} \!{t}=\int _{1}^{2}I\operatorname {d} \!\Phi =\int _{\varphi _{1}}^{\varphi _{2}}I_{c}\sin \varphi \operatorname {d} \!\left(\Phi _{0}{\frac {\varphi }{2\pi }}\right)=-{\frac {\Phi _{0}I_{c}}{2\pi }}\Delta \cos \varphi \,.}$

Это показывает, что изменение энергии в джозефсоновском контакте зависит только от начального и конечного состояния контакта, а не от состояния контакта. дорожка. Следовательно, энергия, запасенная в джозефсоновском переходе, равна государственная функция, который можно определить как:

${\displaystyle E(\varphi )=-{\frac {\Phi _{0}I_{c}}{2\pi }}\cos \varphi =-E_{J}\cos \varphi \,.}$

Здесь ${\displaystyle E_{J}=|E(0)|={\frac {\Phi _{0}I_{c}}{2\pi }}}$ - характерный параметр джозефсоновского перехода, названный энергией Джозефсона. Это связано с индуктивностью Джозефсона соотношением ${\displaystyle E_{J}=L_{J}I_{c}^{2}}$. Альтернативное, но эквивалентное определение ${\displaystyle E(\varphi )=E_{J}(1-\cos \varphi )}$ также часто используется.

Снова отметим, что нелинейная индуктор магнитной катушки накапливается потенциальная энергия в его магнитном поле, когда через него проходит ток; Однако в случае джозефсоновского перехода сверхток не создает магнитного поля - запасенная энергия поступает из кинетической энергии носителей заряда.

Модель RCSJ

Модель резистивно-емкостного шунтированного перехода (RCSJ),^[18][19] или просто модель шунтированного перехода, включает в себя влияние импеданса переменного тока фактического перехода Джозефсона поверх двух основных соотношений Джозефсона, указанных выше.

Согласно Теорема Тевенина,^[20] Импеданс перехода по переменному току может быть представлен конденсатором и шунтирующим резистором, оба параллельных^[21] к идеальному джозефсоновскому переходу. Полное выражение для текущего диска ${\displaystyle I_{\text{ext}}}$ становится:

${\displaystyle I_{\text{ext}}=C_{J}{\frac {\operatorname {d} \!V}{\operatorname {d} \!t}}+I_{c}\sin \varphi +{\frac {V}{R}},}$

где первый член - это ток смещения с ${\displaystyle C_{J}}$ - эффективная емкость, а третий - нормальный ток с ${\displaystyle R}$ - эффективное сопротивление перехода.

Глубина проникновения Джозефсона

Глубина проникновения Джозефсона характеризует типичную длину, на которой применяется внешнее магнитное поле проникает в длинный переход Джозефсона. Обычно обозначается как ${\displaystyle \lambda _{J}}$ и задается следующим выражением (в СИ):

${\displaystyle \lambda _{J}={\sqrt {\frac {\Phi _{0}}{2\pi \mu _{0}d'j_{c}}}},}$

куда ${\displaystyle \Phi _{0}}$ это квант магнитного потока, ${\displaystyle j_{c}}$ это критическая плотность сверхтока (А / м²) и ${\displaystyle d'}$ характеризует индуктивность сверхпроводящих электродов^[22]

${\displaystyle d'=d_{I}+\lambda _{1}\tanh \left({\frac {d_{1}}{2\lambda _{1}}}\right)+\lambda _{2}\tanh \left({\frac {d_{2}}{2\lambda _{2}}}\right),}$

куда ${\displaystyle d_{I}}$ - толщина джозефсоновского барьера (обычно изолятора), ${\displaystyle d_{1}}$ и ${\displaystyle d_{2}}$ - толщины сверхпроводящих электродов, а ${\displaystyle \lambda _{1}}$ и ${\displaystyle \lambda _{2}}$ их Лондонские глубины проникновения. Глубина проникновения Джозефсона обычно колеблется от нескольких мкм до нескольких мм, если критическая плотность сверхтока очень мала.^[23]

Смотрите также

• Узел Пи Джозефсона
• φ джозефсоновский переход
• Андреевское отражение
• Дробные вихри
• Теория Гинзбурга – Ландау
• Макроскопические квантовые явления
• Макроскопический квантовый автолокат
• Квантовый компьютер
• Квантовый гироскоп
• Быстрый квант одиночного потока (RSFQ)
• Полуфлюксон
• Нулевая энергия

Рекомендации

1. Б.Д. Джозефсон (1962). «Возможные новые эффекты в сверхпроводящем туннелировании». Phys. Латыш. 1 (7): 251–253. Bibcode:1962ФЛ ..... 1..251Дж. Дои:10.1016/0031-9163(62)91369-0.
2. Джозефсон Б.Д. (1974). «Открытие туннельных сверхтоков». Ред. Мод. Phys. 46 (2): 251–254. Bibcode:1974RvMP ... 46..251J. Дои:10.1103 / RevModPhys.46.251. S2CID  54748764.
3. Джозефсон, Брайан Д. (12 декабря 1973 г.). «Открытие туннельных сверхтоков (Нобелевская лекция)» (PDF).
4. П. В. Андерсон; Дж. М. Роуэлл (1963). «Вероятное наблюдение туннельного эффекта Джозефсона». Phys. Rev. Lett. 10 (6): 230. Bibcode:1963ПхРвЛ..10..230А. Дои:10.1103 / PhysRevLett.10.230.
5. Нобелевская премия по физике 1973 г., доступ 8-18-11
6. Стивен Строгац, Синхронизация: зарождающаяся наука о спонтанном порядке, Гиперион, 2003.
7. П. В. Андерсон; А. Х. Дайем (1964). «Радиочастотные эффекты в сверхпроводящих тонкопленочных мостах». Phys. Rev. Lett. 13 (6): 195. Bibcode:1964ПхРвЛ..13..195А. Дои:10.1103 / PhysRevLett.13.195.
8. Доу, Ричард (28 октября 1998 г.). "SQUIDs: Технический отчет - Часть 3: SQUIDs". http://rich.phekda.org. Архивировано из оригинал (интернет сайт) 27 июля 2011 г.. Получено 2011-04-21. Внешняя ссылка в | publisher = (помощь)
9. Т. А. Фултон; П. Л. Гаммель; Д. Дж. Бишоп; Л. Н. Дунклебергер; Дж. Дж. Долан (1989). «Наблюдение комбинированных эффектов Джозефсона и заряда в схемах с малым туннельным переходом». Phys. Rev. Lett. 63 (12): 1307–1310. Bibcode:1989ПхРвЛ..63.1307Ф. Дои:10.1103 / PhysRevLett.63.1307. PMID  10040529.
10. В. Бушия; Д. Вион; П. Джойез; Д. Эстев; М. Х. Деворет (1998). «Квантовая когерентность с единственной куперовской парой». Physica Scripta. T76: 165. Bibcode:1998ФСТ ... 76..165Б. Дои:10.1238 / Physica.Topical.076a00165.
11. Физика сегодня, Интерферометры сверхтекучего гелия, Ю. Сато и Р. Паккард, октябрь 2012 г., стр. 31
12. "Лекции Фейнмана по физике, том III, глава 21: Уравнение Шредингера в классическом контексте: семинар по сверхпроводимости, раздел 21-9: Джозефсоновский переход". feynmanlectures.caltech.edu. Получено 2020-01-03.
13. Barone, A .; Патерно, Г. (1982). Физика и приложения эффекта Джозефсона.. Нью-Йорк: Джон Уайли и сыновья. ISBN  978-0-471-01469-0.
14. Langenberg, D. N .; Скалапино, Д. Дж .; Taylor, B.N .; Экк, Р. Э. (1966-04-01). «Микроволновые индуцированные постоянного тока напряжения через джозефсоновские переходы». Письма по физике. 20 (6): 563–565. Дои:10.1016/0031-9163(66)91114-0. ISSN  0031-9163.
15. Левинсен, М. Т .; Chiao, R. Y .; Feldman, M. J .; Такер, Б.А. (1977-12-01). «Стандарт напряжения с обратным переменным эффектом Джозефсона». Письма по прикладной физике. 31 (11): 776–778. Дои:10.1063/1.89520. ISSN  0003-6951.
16. Деворет, М; Валлрафф, А; Мартинис, Дж. (2004). «Сверхпроводящие кубиты: краткий обзор». arXiv:cond-mat / 0411174.
17. Майкл Тинкхэм, Введение в сверхпроводимость, Courier Corporation, 1986
18. Маккамбер, Д. Э. (1968-06-01). «Влияние импеданса переменного тока на характеристики постоянного тока вольтамперных переходов сверхпроводниковой слабой связи». Журнал прикладной физики. 39 (7): 3113–3118. Дои:10.1063/1.1656743. ISSN  0021-8979.
19. Чакраварти, Судип; Ингольд, Герт-Людвиг; Кивельсон, Стивен; Зиманьи, Гергей (1988-03-01). «Квантовая статистическая механика массива резистивно шунтированных джозефсоновских контактов». Физический обзор B. 37 (7): 3283–3294. Дои:10.1103 / PhysRevB.37.3283. PMID  9944915.
20. "Теорема А.С. Тевенина". hyperphysics.phy-astr.gsu.edu. Получено 2020-01-03.
21. «Динамика RF SQUID». phelafel.technion.ac.il. Получено 2020-01-11.
22. Weihnacht, M (1969). "Влияние толщины пленки на ток Д. К. Джозефсона". Физика Статус Solidi B. 32 (2): 169. Bibcode:1969PSSBR..32..169W. Дои:10.1002 / pssb.19690320259.
23. Бакель, Вернер; Кляйнер, Рейнхольд (2004). Supraleitung (6. изд.). Тюбинген: Wiley-VCH Verlag GmbH & Co.KGaA. п. 67. ISBN  3527403485.