Artykuł metodologiczny

Skalowalne kwantowe układy scalone na nadprzewodzącej dwuwymiarowej platformie gazu elektronowego

10.4K wyświetleń

⸱

DOI:

10.3791/57818

⸱

2 sierpnia 2019

 ,  ,  ,  ,  ,  ,  ,  ,  ,  ,  , 
1Centre for Advanced Photonics and Electronics, Engineering Department, University of Cambridge, 2Department of Physics, Cavendish Laboratory, University of Cambridge, 3Department of Electronic and Electrical Engineering, University College London, 4Department of Materials Science and Metallurgy, University of Cambridge, 5Department of Electronic and Electrical Engineering, University of Sheffield

W tym artykule

Podsumowanie

Kwantowe układy scalone (QIC) składające się z układu płaskich i balistycznych złączy Josephsona (JJ) opartych na In0.75Ga0.25Jako dwuwymiarowy gaz elektronowy (2DEG) jest pokazany. Omówiono dwie różne metody wytwarzania dwuwymiarowych (2D) JJ i QIC, a następnie zademonstrowano pomiary transportu kwantowego w temperaturach poniżej Kelvina.

Streszczenie

Aby utworzyć spójny transport kwantowy w hybrydowych połączeniach nadprzewodnik-półprzewodnik (S-Sm), konieczne jest stworzenie jednorodnego i pozbawionego barier interfejsu między dwoma różnymi materiałami. Złącze S-Sm o wysokiej przezroczystości interfejsu ułatwi obserwację indukowanej przerwy w twardym nadprzewodnictwie, co jest kluczowym wymogiem dostępu do faz topologicznych (TP) i obserwacji egzotycznych kwazicząstek, takich jak mody zerowe Majorany (MZM) w układach hybrydowych. Platforma materiałowa, która może wspierać obserwację TP i umożliwia realizację złożonych i rozgałęzionych geometrii, jest zatem bardzo wymagająca w dziedzinie przetwarzania kwantowego oraz informatyki. W tym miejscu wprowadzamy dwuwymiarowy układ materiałowy i badamy nadprzewodnictwo indukowane bliskością w półprzewodnikowym dwuwymiarowym gazie elektronowym (2DEG), który jest podstawą hybrydowego kwantowego układu scalonego (QIC). 2DEG ma grubość 30 nm W0,75Ga0,25Jako studnia kwantowa, która jest zakopana między dwoma W0,75Al0,25Jako bariery w heterostrukturze. Warstwy niobu (Nb) są używane jako elektrody nadprzewodzące do tworzenia złączy Josephsona Nb- In0,75Ga0,25As -Nb (JJ), które są symetryczne, płaskie i balistyczne. Do utworzenia JJ i QIC zastosowano dwa różne podejścia. Długie złącza zostały wykonane fotolitograficznie, ale do produkcji krótkich złączy użyto litografii wiązką elektronów. Omówiono koherentne pomiary transportu kwantowego w funkcji temperatury w obecności/braku pola magnetycznego B. W obu podejściach do produkcji urządzeń, właściwości nadprzewodzące indukowane bliskością zaobserwowano w W0,75Ga0,25As 2DEG. Stwierdzono, że litograficznie wzorzyste JJ o krótszych długościach wiązką elektroniczną powodują obserwację indukowanej przerwy nadprzewodzącej w znacznie wyższych zakresach temperatur. Wyniki, które są powtarzalne i czyste, sugerują, że hybrydowe 2D JJ i QIC oparte na studniach kwantowych In0,75Ga0,25As mogą być obiecującą platformą materiałową do realizacji rzeczywistych złożonych i skalowalnych elektronicznych i fotonicznych obwodów i urządzeń kwantowych.

Wprowadzenie

Złącze Josephsona (JJ) jest tworzone przez umieszczenie cienkiej warstwy materiału nienadprzewodzącego (normalnego) pomiędzy dwoma nadprzewodnikami1. Różne nowatorskie kwantowe elektroniczne i fotoniczne obwody i urządzenia mogą być budowane w oparciu o JJs2,3,4,5,6,7,8,9,10,11,12,13,14,15,16. Wśród nich, JJ z półprzewodnikiem jako częścią nienadprzewodzącą (normalną) lub JJ nadprzewodnik-półprzewodnik-nadprzewodnik (S-Sm-S) JJ, zyskały wiele uwagi w ostatnich latach po rzekomym wykryciu egzotycznych cząstek Majorany z zerowymi ładunkami elektrycznymi na granicy nadprzewodnika i półprzewodnikowego jednowymiarowego (1D) nanodrutu17,18,19,20,21,22. Urządzenia hybrydowe oparte na nanodrutach są ograniczone do geometrii 1D nanodrutu i wytwarzania z nich struktur Y i/lub T - niezbędny wymóg do oplotu Majorany - jest wyzwaniem22. Precyzyjne dostrojenie potencjału chemicznego nanodrutu, w celu uzyskania dostępu do faz topologicznych, wymaga JJ z kilkoma bramkami elektrostatycznymi, co powoduje wiele problemów w złożonej produkcji urządzeń z nanoprzewodów. Aby przezwyciężyć problemy ze skalowalnością przewodów 1D, wysoce pożądane są dwuwymiarowe (2D) platformy materiałowe19,22.

Wśród materiałów 2D, dwuwymiarowa platforma gazu elektronowego (2DEG) -powstaje, gdy elektrony są ograniczone do granicy między dwoma różnymi materiałami w heterostrukturze półprzewodnikowej- jest najbardziej obiecującym kandydatem22. Połączenie 2DEG z nadprzewodnikami i tworzenie hybrydowych JJ 2D otwiera nową drogę w kierunku rozwoju skalowalnych systemów kwantowych nowej generacji, takich jak topologiczne przetwarzanie i obliczenia kwantowe. Mogą one wspierać koherentny transport kwantowy i nadprzewodnictwo indukowane zbliżeniowo z wysokim prawdopodobieństwem transmisji, które są podstawowym wymogiem obserwacji fazy topologicznej. W związku z tym demonstrujemy QIC na chipie, który składa się z szeregu balistycznych JJ 2D, które mogą być sterowane za pomocą 20 przewodów. Każde złącze ma dwie elektrody Nb jako część nadprzewodzącą i In0,75Ga0,25As studzienki kwantowe w półprzewodnikowym heterozłączu jako część normalną. Wafel może być łatwo modelowany w celu tworzenia złożonych struktur i sieciowych QIC.

Zalety In0.75Ga0.25As 2DEG obejmują: (i) stosunkowo duży współczynnik g, (ii) silne sprzężenie spinowo-orbitalne Rashby, (iii) niską efektywną masę elektronów, oraz (iv) to, że skład indu można dostroić, co pozwala na tworzenie JJ o wysokiej przezroczystości interfejsu23,24,25. Wafel może być hodowany jako dysk o średnicy do 10 cm, co pozwala na wytwarzanie tysięcy hybrydowych JJ 2D i złożonych sieci QIC, pokonując w ten sposób wyzwania związane ze skalowalnością tych urządzeń kwantowych.

Omawiamy dwa różne podejścia do produkcji urządzeń: Dla urządzenia 1, obwód, który zawiera osiem identycznych i symetrycznych JJ o długości 850 nm i szerokości 4 μm, jest wzorowany na fotolitografii23,24. Urządzenie 2 zawiera osiem złączy o różnych długościach. Wszystkie mają tę samą szerokość 3 μm. JJ są wzorowane na litografii e-bam25. Przedstawione zostaną pomiary transportu w zakresach temperatur poniżej Kelvina przy braku/obecności pola magnetycznego. Wbudowane QIC składają się z tablicy 2D Nb- In0,75Ga0,25As -Nb JJs. Długie i krótkie złącza są mierzone w chłodziarce rozcieńczającej o temperaturze podstawowej 40 mK i cieczy 3He chłodzonym kriostatem o temperaturze podstawowej odpowiednio 300 mK. Urządzenia są spolaryzowane sygnałem prądu przemiennego 5 μV przy 70 Hz, który jest nakładany na polaryzację napięcia złączowego prądu stałego. Standardowa technika uzależnienia od jednego z dwoma terminalami służy do pomiaru prądu wyjściowego urządzenia ac-current23,24,25.

Protokół

UWAGA: Przedstawiono heterostrukturę półprzewodnikową i produkcję hybrydowych złączy S-Sm Josephson.

1. Wytwarzanie heterostruktur półprzewodnikowych

UWAGA: Epitaksja wiązki molekularnej (MBE) rośnie w0,75Ga0,25Ponieważ w tym badaniu używane są studnie kwantowe23,24,25,26. Rysunek 1 przedstawia sekwencję różnych warstw:

  1. Oczyść podłoże o grubości 500 μm, 3-calowe półizolacyjne (001) GaAs i usuń warstwę tlenku w wysokiej temperaturze (powyżej 200 °C)26.
  2. Dostosuj temperaturę wzrostu do 580 °C i wyhoduj warstwę buforową folii GaAs/AlAs/GaAs o grubości 50/75/250 nm26.
  3. Obniż temperaturę podłoża na 20 minut, a następnie wyhoduj stopniową warstwę buforową InAlAs o grubości 1300 nm przy początkowych temperaturach podłoża T = 416, 390, 360, 341, 331 i 337 °C26.
  4. Wyhoduj 30 nm grubości In0,75Ga0,25As quantum well 2DEG przy nieco wyższej temperaturze podłoża26.
  5. Przykryj studzienkę kwantową 2DEG 60 nm In0,75Al0,25As spacer, a następnie moduluj domieszkowanie płytki o grubości 15 nm typu n In0,75Al0,25As. Zapewni to przewodność w ciemności26.
  6. Wyhoduj warstwę 45 nm w0,75Al0,25As, a następnie warstwę czapy InGaAs o grubości 2 nm26.
  7. Wykonaj pomiar oscylacji Shubnikova-de Haasa i efektu Halla, aby znaleźć gęstość elektronów (ns) i ruchliwość (μe) w temperaturze T= 1,5 K26. Z pomiarów transportowych wywnioskowano, że ns = 2,24×1011 (cm-2) i μe = 2,5×105 (cm2/Vs) w ciemności, ale ns = 2,28×1011 (cm-2) i μe= 2,58×105 (cm2/Vs) po oświetleniu.

2. Dwuwymiarowe wykonanie skrzyżowania Josephsona

UWAGA: Tutaj omówiono proces produkcji hybrydowych QIC z dwoma różnymi podejściami23,24,25. Urządzenie 1 z ośmioma identycznymi długimi złączami Josephsona zostało wyprodukowane tylko z kilkoma etapami obróbki fotolitograficznej. Druga procedura produkcji urządzenia była podobna do urządzenia 1 aż do utworzenia JJ, który to etap został wykorzystany do litografii wiązką elektroniczną.

  1. Naszkicuj układ JJ i urządzeń QIC, w tym wzorce mesa i omowe, korzystając z oprogramowania AutoCad25. Rozpocznij rysowanie, wybierając odpowiednie warstwy, które mają utworzyć menu selektora warstw. Tworzenie nowej warstwy z opcji Format | Warstwa w oprogramowaniu AutoCad.
  2. Zaprojektuj i wykonaj maskę fotolitograficzną. Wybierz żądane kształty i geometrie z menu panelu w oprogramowaniu. Kliknij żądany kształt JJ (tj. prostokąty, kwadraty) i naciśnij okno rysunku, aby zainicjować kształt (kliknij w menu pomocy oprogramowania Autocad, aby uzyskać więcej informacji).
  3. Wzoruj projekty JJ i QICs, po wywołaniu fotorezystu na płytce, i wytwórz struktury mesa, aby działały jako obszar aktywny (wypukły obszar w Rysunek 1) przez wytrawianie na mokro w roztworach kwasów H2SO4: H2O2: (1:8:1000)23,24,25. Opłucz urządzenie w wodzie DI przez 30 s, a następnie osusz gazowym azotem.
  4. Upewnij się, że głębokość wytrawiania wynosi ~ 150 nm za pomocą profilera powierzchni DEKTAK23,24,25.
  5. Uformuj kontakty omowe, aby nawiązać kontakt elektryczny między metalem a 2DEG, obracając fotorezystor na wierzchu płytki, a następnie wystawiając światło UV przez fotomaskę. Rozwiń opór w MF-319 przez 1 minutę. Umieść cienką warstwę stopu złota/germanu/niklu (AuGeNi) o długości od 50 nm do 100 nm na próbce o wzorze rezystancyjnym23,24,25.
  6. Wytrawić rów o głębokości \u2012 140 nm na powierzchni obszaru aktywnego, aby utworzyć JJ 2D poprzez fotolitograficzne (urządzenie 1) lub litograficzne wiązką elektronów (urządzenie 2) wzór i trawienie na mokro w kwasie opisanym powyżej (JJ powinny być uformowane z dala od styków omowych, odległość > 100 μm, aby zapewnić, że normalne elektrony z tej części nie wpływają na interfejsy złącza)23, 24,25.
  7. Napylanie nadprzewodzącej warstwy Nb o długości fali \u2012130 nm w celu utworzenia Nb-In0,75Ga0,25As-Nb JJ (metodą rozpylania magnetronowego prądu stałego w plazmie Ar),
  8. Osadzanie folii Ti/Au o grubości 10/50 nm do kontaktów elektrycznych i pomiarów transportowych.
  9. Przenieś i załaduj urządzenie na standardowy bezołowiowy nośnik wiórów (LCC) za pomocą lakieru GE, a kontakty elektryczne między urządzeniem a podkładkami LCC wykonaj za pomocą złotych drutów.
  10. Załaduj urządzenia do kriostatu 3 He lub lodówki do rozcieńczania w celu pomiarów transportowych.

Wyniki

Rycina 2a przedstawia obraz z rozpylnego mikroskopu elektronowego (SEM) urządzenia 1. Widoczny jest obwód kwantowy z 20 przewodami elektrycznymi. Konstrukcja ta umożliwia pomiar jednego złącza Josephsona (JJ) lub serii złączy na jednym chipie podczas jednego cyklu chłodzenia lodówki. Obraz SEM jednego złącza w obwodzie urządzenia 2, wykonanego metodą litografii wiązką elektronów, przedstawiono na Rycina 2b. Odległość między dwiema warstwami Nb po każdej stronie złącza Nb-In0.75Ga0.25As-Nb wynosi L= 550 nm w najkrótszej ścieżce. Rycina 2c pokazuje obraz SEM jednego złącza urządzenia 1, które zostało wykonane fotolitograficznie. W tym przypadku dwie elektrody Nb są oddzielone odległością L= 850 nm.

Teoria Blondera–Tinkhama–Klapwijka (BTK) jest odpowiednim modelem do opisu transportu kwantowego w hybrydowych złączach S-Sm27. Wpływ parametrów porządku nadprzewodnika w półprzewodnikowym 2DEG skutkuje nieliniową przewodnością różniczkową. W niskich temperaturach na granicach faz Nb-In0.75Ga0.25As występują dwa możliwe mechanizmy odbicia: odbicie normalne, które nie powoduje transportu ładunku przez granicę faz, oraz odbicia Andrejewa, które przesyłają dwie kwanty ładunku 2e wraz z retroodbiciem dziury23,24,25. Ponieważ kondensat nadprzewodzący składa się z singletowych par Coopera, odbita dziura ma spin przeciwny do spinu elektronu padającego. Schematyczny rysunek tych dwóch procesów przedstawiono odpowiednio na Rysunku 3a,b28.

Jeśli interfejs między Nb a kontaktem In0.75Ga0.25As nie jest przezroczysty, występuje współistnienie elektronów odbitych normalnie oraz w procesie odbicia Andreevskiego. W konsekwencji oporność wzrasta i w obrębie przerwy energetycznej tworzy się pik przy zerowym napięciu polaryzacji. Taki pik wewnątrz przerwy w dV/dI (VSD) nie jest obserwowany w naszych złączach. Jednakże, w przypadku jednorodnego i pozbawionego bariery (Z=0) interfejsu między warstwą Nb a kontaktem In0.75Ga0.25As, wszystkie padające elektrony ulegają odbiciu Andreevskiemu. W takich warunkach w złączu powstaje prąd nadmiarowy Iexc wynikający z korelacji kwazicząstek elektronowych i dziurkowych. W związku z tym oporność różniczkowa w obrębie przerwy jest zredukowana i obserwuje się płaski, kształtny w literę U spadek w dV/dI (VSD). Zgodnie z modelem BTK można wywnioskować, że na interfejsach Nb-In0.75Ga0.25As w obu urządzeniach nie utworzyła się bariera tunelowa. Zatem szacuje się, że parametr bariery w naszych złączach wynosi Z < 0.223,24,25.

Ze względu na efekt bliskości, w urządzeniach 1 i 2 zmierzono indukowaną przerwę wynoszącą odpowiednio Δind ≈ 100 μeV oraz 650 μeV. Zależność od temperatury indukowanej przerwy nadprzewodzącej z wyraźnymi strukturami przerw energetycznych subharmonicznych (SGS) w postaci pików i zapadnięć dla urządzenia 1 przedstawiono na Ryc. 4a. Wielokrotne odbicia Andreeva (MAR) na interfejsach złącza Nb-In0.75Ga0.25As skutkują obserwacją SGS w przewodnictwie różniczkowym. W najniższej zmierzonej temperaturze T= 50 mK (krzywa czerwona), SGS pojawia się w postaci trzech pików (oznaczonych jako P1, P2 i P3) oraz trzech zapadnięć (oznaczonych jako d1, d2 i d3). Ewolucja temperaturowa pików i zapadnięć wynikająca z tłumienia indukowanej nadprzewodnictwa wraz ze wzrostem temperatury przedstawiona jest na Ryc. 4b. Położenia pików SGS odpowiadają wyrażeniu V = 2Δ/ne (gdzie Δ to energia przerwy Nb, n = 1, 2, 3, … jest liczbą całkowitą, a e to ładunek elektronu): położenia P1, P2, P3 i P4 odpowiadają w przybliżeniu 2Δ/3e, 2Δ/4e, 2Δ/6e oraz krawędzi przerwy indukowanej, natomiast położenia zapadnięć nie spełniają tego wyrażenia. Wszystkie cechy wykazują znaczną zależność od temperatury, a najsilniejsze (najsłabsze) piki (zapadnięcia) SGS obserwuje się przy T= 50 mK (800 mK). Warto wspomnieć, że nawet w temperaturach powyżej T= 500 mK, w których nie można już zaobserwować prądu nadprzewodzącego, SGS jest nadal widoczna, lecz znika przy T> 800 mK – gdy indukowana nadprzewodnictwo zostaje zniesione.

W przypadku tego urządzenia z macierzą ośmiu 2D JJ, w 4 z 7 złączy stwierdzono obecność twardej przerwy nadprzewodzącej w In0.75Ga0.25As 2DEG23,24. Jednakże trzy złącza wykazały cechy miękkiej przerwy, a w przypadku ostatniego złącza nie zaobserwowano struktury przerwy twardej ani miękkiej z powodu awarii połączenia drutowego między urządzeniem a polem kontaktowym.

Przerwa nadprzewodząca jako funkcja przyłożonego napięcia VSD oraz temperatury dla urządzenia 2 przedstawiona jest na Rysunku 5a. Urządzenie to zostało zmierzone w kriostacie 3He o temperaturze bazowej T= 280 mK. Pomiary transportowe urządzenia 2 w zależności od temperatury i pola magnetycznego nie wykazują żadnych oznak oscylacji wewnątrzprzerwowych lub podprzerwowych, które obserwowano w przypadku urządzenia 1 (patrz Rysunek 5a, b). Może to wynikać z geometrii złącza w kształcie strzałki, która może powodować destrukcyjną interferencję MAR. Takie cechy mogłyby pojawić się w przewodności różniczkowej, gdyby urządzenie było mierzone w znacznie niższych temperaturach (temperatura bazowa lodówki rozcieńczalnikowej). Indukowana przerwa jest tłumiona i przesuwa się w stronę zerowego napięcia polaryzującego, a jej amplitudy maleją wraz z dalszym zwiększaniem przyłożonej temperatury i pola magnetycznego.

Schemat struktury studni kwantowej z warstwami InGaAs do analizy ruchliwości elektronów.
Rysunek 1. Heterostruktura In0.75Ga0.25As/In0.75Al0.25As/GaAs. Schematyczny widok heterozłącza, w którym studnia kwantowa In0.75Ga0.25As o grubości 30 nm została uformowana ⁓120 nm poniżej powierzchni wafla. Nb został użyty jako nadprzewodzące kontakty (zaznaczone na czarno) w celu utworzenia hybrydowego i balistycznego złącza Josephsona Nb–In0.75Ga0.25As 2DEG–Nb. Kliknij tutaj, aby wyświetlić większą wersję tego rysunku.

Wytwarzanie nanostruktury; schemat złącza Nb-InGaAs; pasek skali 500 µm; mikroskopia elektronowa.
Rysunek 2: Hybrydowe nadprzewodnikowo-półprzewodnikowe obwody kwantowe na chipie. (a) Obraz SEM urządzenia QIC przedstawiający widok z góry obwodu kwantowego z 20 przewodami sterującymi oraz 8 planarnymi i symetrycznymi złączami Josephsona (JJs) na chipie. Obraz SEM złączy Nb-In0.75Ga0.25As-Nb z przerwą 2DEG In0.75Ga0.25As o długości L= 550 nm i 850 nm dla złączy wykonanych litografią wiązki elektronów (b) oraz fotolitografią (c). Kliknij tutaj, aby wyświetlić powiększoną wersję tego rysunku.

Schemat efektu Halla dla spinu z odchyleniem elektronów, ilustrujący metodę poprzecznego prądu spinowego.
Rysunek 3. Odbicia normalne i Andriejewa w hybrydowych złączach nadprzewodnikowo-półprzewodnikowych. (a) Lustrzane odbicie kwazicząstki bez transportu ładunku przez interfejs. (b) Odbicie Andriejewa, w którym nadlatujący elektron zostaje odbity jako dziura w przeciwległym podpaśmie spinowym, a ładunek 2e zostaje przeniesiony do elektrody nadprzewodzącej. Kliknij tutaj, aby wyświetlić większą wersję tego rysunku.

Wykres przewodności różniczkowej w funkcji napięcia i temperatury; pomiar kriogeniczny; badanie kropek kwantowych.
Rysunek 4. Indukowana nadprzewodność i SGS w studniach kwantowych In0.75Ga0.25As w złączu wykonanym fotolitograficznie. (a) Zależność temperatury indukowanej przerwy nadprzewodzącej z wyraźnymi pikami SGS wynikającymi z wielokrotnych odbić Andreeva. Piki SGS i piki krawędzi indukowanej przerwy są oznaczone od P1 do P4, natomiast minima SGS są oznaczone od d1 do d3. (b) Piki i minima SGS pokazane na (a) w funkcji temperatury. SGS są znacząco tłumione przy T> 400 mK, co prowadzi do przesunięcia w stronę zerowego napięcia polaryzującego. Kliknij tutaj, aby wyświetlić powiększoną wersję tego rysunku.

Skaningowa spektroskopia tunelowa; wykres dV/dI w funkcji VSD, przewodnictwo, zmiana temperatury, mapa pola B.
Rycina 5. Zależność indukowanej nadprzewodnictwa od temperatury i pola magnetycznego w złączach wykonanych metodą litografii wiązką elektronów. (a) Indukowana przerwa nadprzewodząca w funkcji przyłożonego napięcia źródło-dren VSD w temperaturach od 300 mK do 1,5 K. Krzywe są przesunięte pionowo dla przejrzystości. (b) Kolorystycznie zakodowana rezystancja różniczkowa jako funkcja VSD i prostopadłego pola magnetycznego przy T= 300 mK. Kliknij tutaj, aby wyświetlić większą wersję tej ryciny.

Dyskusja

Zademonstrowano wbudowane w układ scalony układy scalone składające się z szeregu JJ opartych na nadprzewodzących studniach kwantowych z arsenku indu i galu (In0,75Ga0,25As). Zajęto się dwoma ważnymi wyzwaniami związanymi z hybrydowymi systemami materiałowymi S-SM, takimi jak skalowalność i przejrzystość interfejsu. Omówiono dwa krytyczne kroki zasłaniające protokół, w tym wzrost wysokiej jakości i wysokiej mobilności, W0,75Ga0,25Jako dwuwymiarowy gaz elektronowy w heterostrukturach półprzewodnikowych i nadprzewodnictwo indukowane zbliżeniowo do 2DEG 23,24,25.

Wzrost In0,75Ga0,25Podobnie jak w przypadku stopniowanych warstw buforowych w podłożu GaAs, a także tworzenie jednorodnych i pozbawionych barier interfejsów między nadprzewodnikiem a półprzewodnikiem jest kluczowym krokiem w rozwoju takiego hybrydowego obwodu kwantowego 2D. Wykazano, że przy starannym wytrawianiu napylana warstwa nadprzewodząca może tworzyć wysoce przezroczyste kontakty do In0,75Ga0,25As studni kwantowych, co skutkuje wykryciem indukowanej przerwy nadprzewodzącej w półprzewodnikach 23,24,25.

Znaczenie w odniesieniu do istniejących metod polega na tym, że przedstawiona technika hybrydowych JJ 2D i realizacji obwodów nie wymaga osadzania nadprzewodnika na półprzewodnikach w komorze MBE po zakończeniu wzrostu półprzewodnika 23,24,25. Innym znaczeniem jest to, że płytka heterostrukturalna może być hodowana jako biurko o średnicy do 10 cm, co pozwala na wytwarzanie tysięcy hybrydowych złączy i obwodów 2D, pokonując w ten sposób wyzwania związane ze skalowalnością hybrydowych obwodów i urządzeń kwantowych S-Sm 22,23,24,25.

Indukowane nadprzewodnictwo w studniach kwantowych, SGS dotyczące różnicowej przewodności złączy 2D oraz koherentny balistyczny transport kwantowy ze spójnością fazową mierzony w naszych złączach silnie sugerują, że hybrydowe złącza i obwody 2D oparte na nadprzewodnictwie In0,75Ga0,25As 2DEG stanowią obiecujący system materiałowy dla skalowalnych technologii przetwarzania i przetwarzania kwantowego. Nasze podejście może otworzyć nową drogę w kierunku technologii kwantowej i pomóc utorować drogę do rozwoju topologicznych obwodów kwantowych w układzie scalonym w celu realizacji następnej generacji procesorów kwantowych 23,24,25.

Oświadczenia

Autorzy nie mają nic do ujawnienia.

Podziękowania

Autorzy dziękują za wsparcie finansowe od EPSRC, grant MQIC.

Materiały

Lista materiałów użytych w tym artykule
NazwaFirmaNumer katalogowyKomentarze
Obudowa CompactDAQNational InstrumentsNI cDAC-9178
DSP Wzmacniacz blokującyAMETEK 7265190284-A-MNL-C
Lodówka rozcieńczającaBlueforceButtom
Lodówka rozcieńczającaOxfordKelvinoxMX40Lodówka mokra
Diamentowy rysik MICROTECKarl SussHR 100
Profilometr powierzchniowy DektakParownik Veeco3ST
AUTO 306
ParownikEdwardsSystem powłokowy E306A
3He CryostatOxford
  Fotorezystor SpinnerHeadway Research Inc.  EC101DT-R790 
Matlab
Mask AlignerKarl SussMJB 3
Miernik źródłowyKeithley 2614B
Heterostruktura półprzewodnikowaMBE Veeco System Gen IIIMBE Uprawiane wafle
Wire BonderK& S Numer katalogowy: 4524
Edwards

Bibliografia

  1. Josephson, B. D. Possible new effects in superconductive tunneling. Physics Letters. 1, 251-253 (1962).
  2. Mukhanov, O. A. Energy-efficient single flux quantum technology. IEEE Transaction on Applied Superconductivity. 21, 760-769 (2011).
  3. Tsujimoto, M., et al. Broadly Tunable Subterahertz Emission from Internal Branches of the Current-Voltage Characteristics of Superconducting Bi2Sr2CaCu2O8+δ Single Crystals. Physical Review Letters. 108 (10), 1-5 (2012).
  4. Delfanazari, K., et al. Effect of Bias Electrode Position on Terahertz Radiation from Pentagonal Mesas of Superconducting Bi2Sr2CaCu2O8+d. IEEE Transaction Terahertz Science and Technology. 5 (3), 505-511 (2015).
  5. Delfanazari, K., et al. Terahertz Oscillating Devices Based upon the Intrinsic Josephson Junctions in a High Temperature Superconductor. Journal of Infrared, Millimeter, Terahertz Waves. 35 (1), 131-146 (2014).
  6. Delfanazari, K., et al. Tunable Terahertz Emission from the Intrinsic Josephson Junctions in Acute Isosceles Triangular Bi2Sr2CaCu2O8+δ Mesas. Optics Express. 21 (2), 2171-2184 (2013).
  7. Delfanazari, K., et al. Study of Coherent and Continuous Terahertz Wave Emission in Equilateral Triangular Mesas of Superconducting Bi2Sr2CaCu2O8+δ intrinsic Josephson Junctions. Physica C Superconductivity and its Application. 491, 16-19 (2013).
  8. Kashiwagi, T., et al. High Temperature Superconductor Terahertz Emitters: Fundamental Physics and Its Applications. Japanese Journal of Applied Physics. 51 (1), 1-14 (2012).
  9. Klemm, R. A., et al. Modeling the Electromagnetic Cavity Mode Contributions to the THz Emission from Triangular Bi2Sr2CaCu2O8+δ mesas. Physica C Superconductivity and its Application. 491, 30-34 (2013).
  10. Cerkoney, D. P., et al. Cavity Mode Enhancement of Terahertz Emission from Equilateral Triangular Microstrip Antennas of the High- Tcsuperconductor Bi2Sr2CaCu2O8+δ. Journal of Physics: Condensed Matter. 29 (1), 15601(2017).
  11. Sand-Jespersen, T., et al. Kondo-Enhanced Andreev Tunneling in InAs Nanowire Quantum Dots. Physical Review Letters. 99, 126603(2007).
  12. Herr, Q. P., et al. Reproducible operating margins on a 72800-device digital superconducting chip. Superconductor Science and Technology. 28, 124003(2015).
  13. Van Dam, J. A., Nazarov, Y. V., Bakkers, E. P. A. M., Franceschi, S. D., Kouwenhoven, L. P. Supercurrent reversal in quantum dots. Nature. 442, 667-670 (2006).
  14. Giazotto, F., et al. A Josephson Quantum Electron Pump. Nature Physics. 7, 857-861 (2011).
  15. Cybart, S. A., et al. Large voltage modulation in magnetic field sensors from two dimensional arrays of YBaCuO nano Josephson junctions. Applied Physics Letters. 104, 062601(2014).
  16. Kalhor, S., Ghanaatshoar, M., Kashiwagi, T., Kadowaki, K., Kelly, M. J., Delfanazari, K. Thermal Tuning of High- Tc Superconducting Bi2Sr2CaCu2O8+δ Terahertz Metamaterial. IEEE Photonics Journal. 9 (5), 1-8 (2017).
  17. Mourik, V., et al. Signatures of Majorana fermions in hybrid superconductor-semiconductor nanowire devices. Science. 336, 1003-1007 (2012).
  18. Chang, W., et al. Hard gap in epitaxial semiconductor-superconductor nanowires. Nature Nanotechnology. 10, 1038(2014).
  19. Rokhinson, L. P., Liu, X., Furdyna, J. K. The fractional ac. Josephson effect in a semiconductor-superconductor nanowire as a signature of Majorana particles. Nature Physics. 8, 795-799 (2012).
  20. Deng, M. T., et al. Majorana bound state in a coupled quantum-dot hybrid-nanowire system. Science. 354, 1557-1562 (2016).
  21. Gül, Ö, et al. Hard Superconducting Gap in InSb Nanowires. Nano Letters. 17 (4), 2690-2696 (2017).
  22. Nichele, F., et al. Scaling of Majorana Zero-Bias Conductance Peaks. Physical Review Letters. 119, 136803(2017).
  23. Delfanazari, K., et al. On Chip Andreev Devices: hard Gap and Quantum Transport in Ballistic Nb-In0.75Ga0.25As quantum well-Nb Josephson junctions. Advanced Materials. 29, 1701836(2017).
  24. Delfanazari, K., et al. Induced superconductivity in indium gallium arsenide quantum well. Journal of Magnetism and Magnetic Materials. 459, 282-284 (2018).
  25. Delfanazari, K., et al. On-chip hybrid Superconducting-Semiconducting Quantum Circuit. IEEE Transactions on Applied Superconductivity. 28, 4(2018).
  26. Chen, C., et al. Growth variations and scattering mechanisms in metamorphic In0.75Ga0.25As/In0.75Al0.25As quantum wells grown by molecular beam epitaxy. Journal of Crystal Growth. 425, 70-75 (2015).
  27. Blonder, G. E., Tinkham, M., Klapwijk, T. M. Transition from metallic to tunneling regimes in superconducting micro-constrictions: Excess current, charge imbalance, and supercurrent conversion. Physical Review B. 25, 4515(1982).
  28. Beenakker, C. W. J. Random-matrix theory of quantum transport. Review Modern Physics. 69, 731(1997).

Przedruki i uprawnienia

Tagi

złącza Josephsonanadprzewodnictwo indukowane efektem bliskościwytwarzanie fotolitograficznelitografia wiązką elektronówelektrody niobowearsenek indu i galulodówka rozcieńczalnikowakoherentny transport kwantowy
Skalowalne kwantowe układy scalone na nadprzewodzącej dwuwymiarowej platformie gazu elektronowego
Skontaktuj się z nami
Poleć bibliotece

Prywatność

Warunki korzystania z usługi

Zasady

Prawa autorskie © 2026 MyJoVE Corporation. Wszelkie prawa zastrzeżone.