Bei Vergr¨oßerung der Barrierendicke nimmt deshalb der Normalwiderstand Rn im gleichen Maße zu, wie der kritische StromIc abnimmt.
2.2 Proximity-Effekt und Andreev-Reflektion
Genau wie ein Ferromagnet stellt ein Supraleiter ein geordnetes System dar. Der Ordnungsgrad wird dabei von einem Ordnungsparameter beschrieben, welcher im ungeordneten Fall verschwindet und einen endlichen Wert annimmt, wenn das Sy-stem in eine geordnete Phase wechselt. Beim Ferromagnet ist dieser Parameter die Magnetisierung des Materials, beim Supraleiter die Anzahl der gepaarten Elek-tronen. Diese Ordnungsparameter sind in der Regel kontinuierliche, ortsabh¨angige Funktionen, die sich nur auf einer Skala, gegeben durch die jeweilige Koh¨arenzl¨ange signifikant ¨andern k¨onnen. Beim Supraleiter ist das die sogenannte Ginzburg-Landau Koh¨arenzl¨angeξGL(s. [7, 8, 9]), die nicht mit der BCS-Koh¨arenzl¨angeξ0zu verwech-seln ist. Letztere gibt n¨amlich an ¨uber welche Distanz die Paarkorrelation wirksam ist.
Bringt man nun einen Supraleiter in guten metallischen Kontakt mit einen Normal-leiter, so kann die Cooper-Paardichte am ¨Ubergang nicht sprunghaft auf Null gehen.
Das Paarpotential tut dies, denn das WechselwirkungspotentialV(~r) ist im Normal-leiter Null. Die supraleitende Korrelation, die in den NormalNormal-leiter hineingetragen wird bzw. die Cooper-Paardichte klingen exponentiell mit dem Abstand d von der Grenzfl¨ache ab:
Ψ∗Ψ = ρ∝e−d/ξn (2.10)
Die Reichweite der supraleitenden Korrelation in den Normalleiter hinein betr¨agt bei den hier untersuchten Proben einige 100 nm f¨urT ≈0,2 K. Sie ist gegeben durch die thermische Koh¨arenzl¨angeξn im Normalmetall, welche f¨ur den ballistischen und diffusiven Fall jeweils unterschiedlich definiert ist:
Ist die mittlere freie Wegl¨ange l gr¨oßer als die Paarkorrelationsl¨ange ξ0 und die Abmessung der Probe, dann gilt:
ξn= ~vf
2πkbT . (2.11)
Dabei istvf die Fermi-Geschwindigkeit im Normalleiter. Im entgegengesetzten Fall, wenn der Normalleiter diffusiv ist, gilt f¨urξn 2.11:
ξn=
r ~vfl 6πkbT =
r ~D
2πkbT . (2.12)
Hier wurde die Diffusionskonstante D= (1/3)vfl verwendet.
Diese Induktion von supraleitenden Eigenschaften im Normalleiter wird als Proximity-Effekt bezeichnet [8, 21]. Dabei wird die Leitf¨ahigkeit im Normalmetall [22], sowie die Zustandsdichte auf der Normalleiterseite ge¨andert, d. h. eine Pseudoenergiel¨ucke in-duziert [23]. Im Gegenzug wird auf der Seite des Supraleiters die Cooper-Paardichte und die Energiel¨ucke reduziert, was die Supraleitung abschw¨acht und die kriti-sche Temperatur stark unterdr¨ucken kann [8, 24]. Hier spricht man vom inversen Proximity-Effekt.
Ein mikroskopisches Bild f¨ur die Konvertierung eines Suprastroms in einen Normal-strom ist durch den Prozeß der Andreev-Reflektion [4] gegeben. Betrachtet man ein Cooper-Paar, welches im Supraleiter auf die Grenzfl¨ache zul¨auft, dann kann es in den Normalleiter eindringen, indem ein korreliertes Elektron-Loch-Paar im Normal-leiter erzeugt wird. Die Korrelation des Elektron-Loch-Paares im NormalNormal-leiter l¨aßt sich verstehen da das Paar durch eine koh¨arente Wellenfunktion beschrieben werden kann. D. h. das Elektron-Loch-Paar tr¨agt noch die Korrelation des Cooper-Paars. Es werden also die supraleitenden Eigenschaften in den Normalleiter getragen, obwohl dort das Paarpotential Null ist. Warum dieser Vorgang als Reflektion bezeichnet wird, l¨aßt sich jedoch am Besten einsehen, wenn man den Prozeß aus der Sicht des Normalmetalls betrachtet. L¨auft ein Elektron mit der Energie ǫ < ∆0 auf die Grenzfl¨ache zu, kann es nicht in den Supraleiter eindringen, da keine Zust¨ande vor-handen sind. Der triviale Prozeß ist einfach eine spiegelnde Reflektion. Die zweite M¨oglichkeit ist aber, daß das Elektron als Loch reflektiert wird und umgekehrt ein Loch als ein Elektron. Welche der beiden Reflektionen (spiegelnd oder Andreev) wahrscheinlicher ist, h¨angt dabei von der Transparenz der Kontaktfl¨ache und dem Einfallswinkel des Quasiteilchens ab [25]. Ist die Grenzfl¨ache ideal metallisch und f¨allt das Quasiteilchen senkrecht zur Grenzfl¨ache ein, findet Andreev-Reflektion mit einer Wahrscheinlichkeit von 1 statt.
Bei der Andreev-Reflektion wird nicht nur wie bei der spiegelnden Reflektion die zur Grenzfl¨ache orthogonale Komponente des Impulses invertiert, sondern alle drei Komponenten. Das reflektierte Elektron bzw. Loch l¨auft also den zeitumgekehrten Pfad des urspr¨unglich eingefallenen Teilchens ab. Dies ist jedoch strenggenommen nur richtig f¨ur Elektronen mit der EnergieEf [26]. Betrachtet man ein Elektron mit der EnergieEf+ǫ, also knapp oberhalb der Fermi-Kante, so hat es einen Impulsbe-trag vonkf+q. Das reflektierte Loch hat dann einen Impuls mit dem Betragkf−q (s. Abb. 2.1 (a)). Der Unterschied der Impulskomponente von Elektron und Loch
2.2. Proximity-Effekt und Andreev-Reflektion 11
Andreev Reflektion
E
Ef
Ef +ǫ
kf k
kf −q kf +q (a)
l ξn Lǫ Lϕ
(b)
Abbildung 2.1:Die Andreev-Reflektion (nach [26]): (a) Ein einfallendes Elek-tron mit der Energie ǫ oberhalb der Fermi-Kante trifft die Grenzfl¨ache zwi-schen Supraleiter und Normalleiter auf der Normalleiter Seite. Das reflektierte Loch hat einen um 2q ge¨anderten Wellenvektor. (b) Aufgrund des leicht un-terschiedlichen Impulses laufen das Loch und das Elektron nach einer Energie abh¨angigen Koh¨arenzl¨ange Lǫ auseinander und verlieren deshalb ihre Korre-lation. Das relative Gr¨oßenverh¨altnis verschiedener relevanter L¨angenskalen zueinander ist im unteren Bereich der Abbildung skizziert.
senkrecht zur Grenzfl¨ache ist dannδk = 2q =kf ǫ
Ef und f¨uhrt zu einer wachsenden Phasendifferenz zwischen den beiden Partikeln. Im Teilchenbild und im allgemei-nen Fall eines beliebigen Einfallswinkels des Elektrons, ¨außert sich δk darin, daß der Austrittswinkel des Loches leicht vom Einfallswinkel des Elektrons abweicht. D.
h. die Retroreflektion ist bei endlicher Energie nicht perfekt und die Trajektorien des Elektrons und des Loches laufen auseinander (s. Abb. 2.1 (b)). Nach einem be-stimmten Abstand von der Grenzfl¨ache hat sich zwischen Elektron und Loch eine Phasendifferenz von π eingestellt und die Korrelation der beiden zerbricht. Dies ist im diffusiven Normalmetall nach der Koh¨arenzl¨ange
Lǫ = r~D
ǫ (2.13)
geschehen. Gleichzeitig ist der r¨aumliche Abstand der beiden Teilchen auf einen Wert angewachsen, der in etwa der Fermi-Wellenl¨angeλf entspricht. Istǫ= 2πkbT, so stimmt der Ausdruck 2.13 mit Gleichung 2.12 f¨ur die thermische Koh¨arenzl¨ange ξn uberein.¨ ξn ist relevant, wenn sich das System im thermischen Gleichgewicht befindet, was zum Beispiel beim dc-Josephson-Effekt der Fall ist. Geht ǫ bzw. T gegen Null, divergieren die Koh¨arenzl¨angenLǫbzw.ξn. Ausschlaggebend ist dann die
Phasenkoh¨arenzl¨angeLϕ, nach der das Elektron bzw. das Loch ihr Phasenged¨achtnis verloren haben und ihre Korrelation in jedem Fall zerbricht.