En los experimentos de baja temperatura crítica (LTC) realizados a partir de 1960, se observó un fenómeno sorprendente en la resistencia de materiales superconductores con un alto valor de Hc, que no podía ser explicado por las teorías previas. Este descubrimiento planteó la necesidad de desarrollar un enfoque teórico alternativo. En este contexto, uno de los fenómenos más impresionantes relacionados con el inicio de la superconductividad en compuestos metálicos (como Al, Sn, Pb, Nb) y cerámicos (como YBa2Cu3O7-x, La2-xSrxCuO4, Bi2Sr2CaCu2O8+x, HgBa2Ca2Cu3O8+x, etc.) es la manifestación de la coherencia macroscópica. En los superconductores convencionales, cuando la temperatura baja por debajo de la temperatura crítica Tc, el sistema electrónico experimenta una transición de fase en la que los electrones se emparejan y cada par tiene un momento idéntico. Este estado superconductivo exhibe propiedades cuánticas macroscópicas, y los electrones emparejados deben ser descritos a través de una función de onda para comprender su dinámica coherente y su respuesta a perturbaciones externas, ya sean vectoriales (corrientes inyectadas, campo magnético) o escalares (temperatura). Si la magnitud de tales perturbaciones es inferior a los valores críticos, el estado cuántico de los electrones se conserva junto con su memoria de fase, lo que convierte a las muestras superconductoras en un campo ideal para experimentar fenómenos ondulatorios en la física del estado sólido.

El diseño de circuito más adecuado para medir el transporte de electrones, explorando el reino de los fenómenos cuánticos y las propiedades ondulatorias de los electrones coherentes, es el anillo. De hecho, las muestras múltiplemente conectadas simulan, para los electrones coherentes, las condiciones obtenidas con una doble rendija para las ondas electromagnéticas. Los artículos fundamentales que discuten los fenómenos de interferencia de electrones fueron publicados a finales de la década de 1940 por Ehrenberg y Siday, y más tarde por Aharonov y Bohm. En estos trabajos, se mostró que los electrones que se propagan en el espacio libre podían interferir después de pasar a través de una doble rendija. La superposición de electrones como ondas cuánticas se modulaba mediante un campo magnético externo que, aunque no actuaba directamente sobre los electrones, afectaba su momento y, en consecuencia, la distribución espacial de los electrones transmitidos. Este efecto Aharonov-Bohm (AB) dio inicio a una emocionante competencia por demostrar efectos de interferencia en una escala mesoscópica. En poco tiempo, los fenómenos de interferencia cuántica fueron observados en la física del transporte de anillos nanoscópicos fabricados con materiales normales (metálicos) y semiconductores.

Las características del estado superconductivo impulsaron numerosos experimentos en muestras de LTC y HTC. El capítulo actual se centra en los principales experimentos de transporte que, históricamente, han marcado la evolución del conocimiento sobre los fenómenos de interferencia cuántica en estructuras superconductoras múltiplemente conectadas. Comenzando con el concepto de cuantización del flujo (FQ), la discusión abarca el efecto Little-Parks (LP) en las oscilaciones de magnetorresistencia (MRO) observadas en estructuras mesoscópicas superconductoras múltiplemente conectadas. La interpretación del LP se expone, junto con las contribuciones más relevantes desarrolladas en la década de 1960. Estos modelos, mayormente desarrollados dentro de la teoría de Ginzburg-Landau, explicaron el fondo sinusoidal y parabólico que caracteriza la forma de las MRO observadas en todos los experimentos de transporte realizados en estructuras mesoscópicas con forma de anillo. Posteriormente, se discute el fracaso de la interpretación LP para abordar las MRO medidas en superconductores de alta temperatura crítica (HTC), introduciendo modelos alternativos que involucran bien la modulación del movimiento de vórtices o la interferencia de supercorrientes.

Desde el descubrimiento de la superconductividad en 1911, el fenómeno fue atribuido al movimiento de los supra-electrones, cuya descripción macroscópica no existía hasta 1935. En ese año, London y London lograron resumir, mediante un par de ecuaciones, la respuesta macroscópica de un superconductor cuando se ve perturbado por campos eléctricos o magnéticos. La primera ecuación describe los efectos del estado superconductivo bajo la influencia de un campo eléctrico, mientras que la segunda describe la dinámica de las supercorrientes perturbadas por un campo magnético. Estas ecuaciones fueron fundamentales para entender el comportamiento del superconductor bajo la influencia de campos externos, donde se destaca la importancia del campo magnético en la creación de corrientes persistentes que tienden a expulsar el campo del interior del superconductor, fenómeno conocido como el efecto Meissner.

La descripción teórica se enriquece a través de la teoría de Ginzburg-Landau (GL), que aborda el inicio y la dinámica del estado superconductivo desde un enfoque termodinámico. La diferencia de energía libre entre el estado normal y el superconductivo se define mediante una expresión que incluye el parámetro de orden ψ̃, que está relacionado con la densidad de pares de Cooper (electrones emparejados) y con la fase superconductora. Al calcular la variación de esta expresión respecto al parámetro de orden y al vector potencial, se obtienen ecuaciones que permiten describir de forma precisa los comportamientos macroscópicos de los superconductores, como la cuantización del flujo.

Es importante resaltar que los efectos de interferencia cuántica observados en sistemas mesoscópicos superconductores no solo desafían nuestra comprensión de los estados cuánticos, sino que también abren nuevas posibilidades para la manipulación y control de materiales en la escala de un solo electrón. El desarrollo de nuevas teorías y experimentos en el campo de la superconductividad cuántica es crucial para futuros avances en tecnologías como la computación cuántica, sensores de alta precisión y dispositivos electrónicos avanzados, que dependen del comportamiento coherente de los electrones en estados superconductores.

¿Cómo influye el campo eléctrico lateral en el espectro de emisión de un sistema anillo cuántico-microcavidad?

En un sistema compuesto por un anillo cuántico (QR) y una microcavidad (MC), la interacción entre ambos elementos se puede controlar mediante el ajuste de ciertos parámetros, tales como la intensidad del campo eléctrico lateral y el flujo magnético que atraviesa el anillo. La energía del sistema puede ser modulada de forma significativa por estos factores, especialmente cuando el sistema está en un régimen de acoplamiento fuerte, lo que permite una amplia gama de comportamientos espectrales.

En el caso en que el flujo magnético a través del anillo cuántico es nulo, Φ = 0, o igual a la mitad del flujo cuántico, Φ = Φ0/2, la separación de energía entre los estados del anillo cuántico es ajustable a través de la fuerza del campo eléctrico lateral. Esta dependencia es crucial para comprender cómo se puede sintonizar el espectro de emisión del sistema. De acuerdo con las ecuaciones derivadas de los estudios previos, la brecha de energía Δ, que describe la separación entre los niveles energéticos en el anillo cuántico, puede ser controlada de manera sencilla al modificar el campo eléctrico lateral aplicado. Esta flexibilidad resulta en una coincidencia perfecta con la energía de los modos de microcavidad, ωMC, lo que permite optimizar la emisión del sistema.

Una propiedad clave que depende del ángulo entre el campo eléctrico y la polarización de los modos de microcavidad es el acoplamiento QR-MC, representado por la constante G. Cuando el campo eléctrico está perpendicular a la dirección de la polarización de la microcavidad (e ⊥ E), el acoplamiento alcanza su valor máximo. Sin embargo, si el campo eléctrico está alineado con la polarización de la microcavidad (e ∥ E), el acoplamiento se anula por completo, lo que sugiere que, al cambiar la dirección del campo eléctrico lateral, se pueden controlar de manera precisa las características espectrales de la emisión del sistema.

Este control se extiende al régimen de baja disipación, un aspecto esencial para observar los estados cuánticos de Jaynes-Cummings en sistemas experimentales. En estos casos, el decaimiento de los modos es clave. Por ejemplo, se seleccionan tasas de decaimiento de γMC/G = 0.1 para la microcavidad y γQR/G = 0.01 para el anillo cuántico, lo que refleja la naturaleza típicamente más lenta de los decaimientos en los anillos cuánticos en comparación con los de la microcavidad, una condición que se ajusta a los parámetros experimentales reales.

Al realizar simulaciones de espectros de emisión en condiciones resonantes (ωMC = Δ), se observa que, para una tasa de bombeo baja, PMC/G = 0.005, las líneas espectrales dominantes corresponden a un doblete de Rabi lineales, tanto en la emisión directa del anillo cuántico (SQR) como en la emisión de la microcavidad (SMC). A medida que aumenta la tasa de bombeo, PMC/G = 0.095, se excitan niveles más altos (N > 1), lo que provoca una disminución de la intensidad del doblete de Rabi y el surgimiento de picos correspondientes a transiciones entre los estados N = 2 y N = 1. Este cambio en la estructura espectral es fundamental para entender cómo la potencia de bombeo influye en las características de emisión del sistema.

Un comportamiento adicional interesante se presenta cuando el sistema se desvía de la resonancia (Δ ≠ ωMC), lo que ocurre al variar el campo eléctrico lateral. En este caso, los espectros muestran una estructura más compleja, conocida como estructura multiplet, debido a que existen probabilidades no nulas de que el sistema se encuentre en estados con diferentes números cuánticos N. Este fenómeno también está relacionado con la interacción entre el anillo cuántico y la microcavidad en un régimen de acoplamiento fuerte, evidenciado por las "antibifurcaciones" observadas en el espectro. Además, es importante destacar que la naturaleza de la brecha de energía Δ en función del campo eléctrico cambia dependiendo de si el flujo magnético es Φ = 0 o Φ = Φ0/2, lo que implica que pequeñas variaciones en el campo pueden tener un efecto significativo sobre la emisión del sistema.

Cuando el campo eléctrico es pequeño y el flujo magnético es casi nulo, la respuesta del sistema puede ser especialmente sensible a los cambios en el campo. Estos ajustes permiten manipular con precisión las propiedades espectrales, lo que resulta en una mayor flexibilidad para aplicaciones prácticas, como en la sintonización de las frecuencias de emisión de dispositivos optoelectrónicos basados en estructuras cuánticas.

Es crucial también tener en cuenta que los valores de los parámetros experimentales, como el radio del anillo cuántico (R = 20 nm) y la masa efectiva del electrón (M = 0.05me), influyen directamente en la escala energética de la separación interniveles del anillo cuántico. Estos parámetros determinan el comportamiento general del sistema y su adaptabilidad a diferentes configuraciones de microcavidad, contribuyendo a la fineza del espectro de emisión observado.

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