Квантовые эффекты в мезоскопических системах. Ч.I. Квантовое туннелирование с диссипацией. Жуковский В.Ч - 24 стр.

(вторичных) эффектов в макроскопическом квантовом туннелировании с
диссипацией, вернемся к анализу, рассматриваемому в обзоре К.К. Лихарева
[6].
      Анализируя конкретные эксперименты, можно отметить, что даже при
выполнении условия (1.12) вопрос о регистрации реально-квантовых макро-
скопических эффектов не является тривиальным. Действительно, непосред-
ственное измерение квантовых флуктуаций встречается с принципиальными
трудностями, поскольку такими же флуктуациями (нулевыми колебаниями)
обладает и любой измерительный прибор. Выход из этих трудностей состоит
в использовании внутренней нелинейности изучаемой системы для того, что-
бы тем или иным образом «усилить» квантовые флуктуации, т. е. стимулиро-
вать ими некоторый процесс относительно высокой интенсивности. Если эта
интенсивность находится на вполне «классическом» уровне, можно прово-
дить измерения такого процесса обычными приборами, полностью пренебре-
гая их квантовыми свойствами.
     Первая из таких возможностей, реализованная в экспериментах, была
предложена еще в 1978 году Легеттом [6], хотя общая возможность кванто-
вых измерений такого типа неоднократно обсуждалась Блохинцевым [6].
Пусть джозефсоновский переход включен в простейшую внешнюю цепь —
источник постоянного тока I , несколько меньшего, чем критический ток
перехода. В этом случае в гамильтониане системы необходимо учесть еще и
член U e , равный произведению обобщенной координаты j на соответст-
вующую обобщенную силу
                                     ¶U   h
                          Fj = -        =    I,                          (1.2.7)
                                     ¶j   2e
так что полный потенциал U = U i + U e принимает форму «стиральной дос-
ки» (или «гофрированного» потенциала):
                                                    I
                          U = E C (1 - cos j -        j ),               (1.2.8)
                                                   IC
причем локальные минимумы в точках
                                    I
                j   0
                        = arcsin      + 2p k ,   k = 0, ± 1, ± 2,... ,   (1.2.9)
                                   IC
соответствует «классическим» устойчивым состояниям разности фаз, т. е.
обычному сверхпроводящему состоянию джозефсоновского перехода.
     При конечной температуре T существует конечная вероятность тер-
мически-активированного распада такого метастабильного состояния. Клас-
сическая теория [6] дает для скорости t - 1 этого распада выражение