Artykuł metodologiczny

Skalowalne kwantowe układy scalone na nadprzewodzącej dwuwymiarowej platformie gazu elektronowego

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

$$\rightleftharpoonup{xx}$$ $$\longleftharp{xx}$$, $$\longrightharp{xx}$$,

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

$$\rightleftharpoonup{xx}$$ $$\longleftharp{xx}$$, $$\longrightharp{xx}$$,

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

$$\rightleftharpoonup{xx}$$ $$\longleftharp{xx}$$, $$\longrightharp{xx}$$,

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

$$\rightleftharpoonup{xx}$$ $$\longleftharp{xx}$$, $$\longrightharp{xx}$$,

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

$$\rightleftharpoonup{xx}$$ $$\longleftharp{xx}$$, $$\longrightharp{xx}$$,

Rysunek 2a przedstawia obraz urządzenia 1 ze skaningowego mikroskopu elektronowego (SEM). Widać obwód kwantowy z 20 przewodami elektrycznymi. Konstrukcja pozwala na pomiar jednego lub serii JJ na chipsie w jednym schładzaniu lodówki. Obraz SEM jednego złącza w obwodzie urządzenia 2, które zostało wytworzone za pomocą litografii wiązką elektroniczną, jest pokazany na Rysunek 2b. Odległość między dwiema foliami Nb po każdej stronie złącza Nb-In0,75Ga0,25As-Nb wynosi L = 550 nm na najkrótszej drodze. Rysunek 2c pokazuje obraz SEM jednego skrzyżowania Urządzenia 1-, które jest wykonane fotolitograficznie. W tym przypadku dwie elektrody Nb są oddzielone odległością L= 850 nm.

Teoria Blondera-Tinkhama-Klapwijka (BTK) jest akceptowalnym modelem do opisania transportu kwantowego w hybrydowych połączeniach S-Sm27. Wpływ parametrów rzędu nadprzewodników w półprzewodnikach 2DEG skutkuje nieliniową przewodnością różnicową. W niskich temperaturach możliwe są dwa mechanizmy odbicia na interfejsach Nb-In0,75Ga0,25As: odbicie normalne, które nie powoduje transmisji ładunku przez interfejs, oraz odbicia Andriejewa, które przesyłają dwa kwanty ładunku 2e, z odbiciem23,24,25. Ponieważ nadprzewodzący kondensat składa się ze spinowych par Coopera z singletem, odbita ma przeciwny spin niż nadchodzący elektron. Rysunkowy diagram tych dwóch procesów jest pokazany w Rysunek 3a,b, odpowiednio28.

Jeśli interfejs między Nb i In0,75Ga0,25Ponieważ kontakt nie jest przezroczysty, istnieje współistnienie zarówno normalnych elektronów, jak i odbitych przez Andreeva. W ten sposób rezystancja wzrasta i powstaje pik o zerowym odchyleniu w szczelinie. Taki pik w przerwie w dV/dI (VSD) nie jest obserwowany w naszych połączeniach. Jednakże, aby uzyskać jednorodny i pozbawiony barier (Z=0) interfejs między folią Nb a kontaktem In0,75Ga0,25As, wszystkie padające elektrony ulegają odbiciu Andreeva. W takim stanie w złączu powstaje nadmiar prądu Iexc w wyniku korelacji kwazicząstek podobnych do elektronów i. W związku z tym rezystancja różnicowa w szczelinie jest zmniejszona i obserwuje się płaskie zanurzenie w kształcie litery U w dV/dI (VSD). Zgodnie z modelem BTK można wywnioskować, że na interfejsach Nb-In0,75Ga0,25As obu urządzeń nie powstała żadna bariera tunelowa. W związku z tym szacuje się, że wytrzymałość bariery wynosi Z < 0,2 w naszych skrzyżowaniach23,24,25.

Ze względu na efekt bliskości, w urządzeniach 1 i 2 mierzy się odpowiednio indukowaną przerwę około Δind ≈ 100 μeV i 650 μeV. Przerwa nadprzewodząca indukowana zależnością od temperatury z wyraźnymi pikami i spadkami struktur subharmonicznych luk energetycznych (SGS) dla urządzenia 1 jest pokazana na Rysunek 4a. Wielokrotne odbicia Andreeva (MAR) na interfejsach złącza Nb-In0,75Ga0,25As powodują obserwację SGS w przewodności różnicowej. Przy najniższej zmierzonej temperaturze T= 50 mK (czerwona krzywa) SGS pojawia się z trzema pikami (nazwanymi jako P1, P2 i P3) i trzema spadkami (nazwanymi jako d1, d2 i d3). Ewolucję temperatury pików i spadków spowodowanych tłumieniem indukowanej nadprzewodnictwa wraz ze wzrostem temperatury pokazano na Rysunek 4b. Pozycje pików SGS są zgodne z wyrażeniem V = 2Δ/ne (Δ to energia przerwy Nb, n = 1, 2, 3, ... jest liczbą całkowitą, a e jest ładunkiem elektronu): Pozycje P1, P2, P3 i P4 odpowiadają w przybliżeniu 2Δ/3e, 2Δ/4e, 2Δ/6e i krawędzi indukowanej przerwy, ale pozycje zanurzenia nie są zgodne z wyrażeniem. Wszystkie cechy są w znacznym stopniu zależne od temperatury, a najsilniejsze (najsłabsze) piki (spadki) SGS obserwuje się przy T= 50 mK (800 mK). Warto wspomnieć, że nawet w temperaturach powyżej T= 500 mK, gdzie nadprąd nie jest już widoczny, SGS jest obserwowany, ale zanika przy T> 800 mK- po wypłukaniu indukowanego nadprzewodnictwa.

Dla tego urządzenia z tablicą ośmiu 2D JJs, w 4 z 7 złączy, znaleziono twardo wywołaną przerwę nadprzewodzącą w In0,75Ga0,25As 2DEG23,24. Jednak trzy złącza wykazały sygnaturę miękkiej szczeliny, a dla ostatniego złącza nie zaobserwowano ani twardej, ani miękkiej struktury szczeliny z powodu awarii styku przewodu między urządzeniem a padem.

Przerwa nadprzewodząca w funkcji przyłożonego napięcia VSD i temperatury urządzenia 2 jest pokazana w Rysunek 5a. Urządzenie to zostało zmierzone w kriostacie 3He przy temperaturze podstawowej T= 280 mK. Pomiary zależności od temperatury i pola magnetycznego transportu urządzenia 2 nie wykazują żadnych oznak oscylacji w przerwie lub podszczelinie, które są obserwowane dla urządzenia 1 (patrz Rysunek 5a, b). Może to być spowodowane geometrią skrzyżowania w kształcie strzałki, która może powodować destrukcyjne zakłócenia MAR. Takie cechy mogą pojawić się w przewodności różnicowej, jeśli urządzenie jest mierzone w znacznie niższych temperaturach (rozcieńczenie, temperatura podstawy lodówki). Indukowana przerwa jest tłumiona i przesuwana w kierunku polaryzacji zerowego napięcia, a ich amplitudy zmniejszają się wraz z dalszym wzrostem przyłożonej temperatury i pola magnetycznego.

figure-results-1
Rysunek 1. Wheterostrukturze 0,75Ga0,25As/W:0,75Al:0,25As/GaAs. Schematyczny widok heterozłącza, w którym pod powierzchnią płytki tworzy się studnia kwantowa In0,75Ga0,25As o grubości 30 nm \u2012120 nm. Nb został użyty jako styki nadprzewodzące (pokazane na czarno) w celu utworzenia hybrydowego i balistycznego złącza Josephsona Nb–In0,75Ga0,25As 2DEG–Nb. Kliknij tutaj, aby zobaczyć większą wersję tego rysunku.

figure-results-2
Rysunek 2: Hybrydowe obwody kwantowe nadprzewodząco-półprzewodnikowe na chipie. (a) Obraz SEM urządzenia QICs pokazujący widok z góry obwodu kwantowego z 20 przewodami sterującymi oraz 8 płaskimi i symetrycznymi JJ na chipie. Obraz SEM Nb-In0,75Ga0,25As-Nb JJ z odstępem In0,75Ga0,25As 2DEG o długości L= 550 nm i 850 nm dla wiązki elektronicznej litograficznie (b) i fotolitograficznie (c) wykonanych połączeń. Kliknij tutaj, aby zobaczyć większą wersję tego rysunku.

figure-results-3
Rysunek 3. Odbicia normalne i Andreeva w hybrydowych złączach nadprzewodząco-półprzewodnikowych. (a) Odbicie zwierciadlane kwazicząstki bez transmisji ładunku przez interfejs. (b) Odbicie Andreeva, podczas gdy nadchodzący elektron jest odbijany jako w podpaśmie o przeciwległym spinie i przenosi ładunek 2e do elektrody nadprzewodzącej. Kliknij tutaj, aby zobaczyć większą wersję tego rysunku.

figure-results-4
Rysunek 4. Indukowane nadprzewodnictwo i SGS wIn 0,75Ga0,25Jako studnie kwantowe w fotolitograficznie wyprodukowanym złączu. (a) Przerwa nadprzewodząca wywołana zależnością od temperatury z wyraźnymi pikami SGS spowodowanymi wielokrotnymi odbiciami Andreeva. SGS i indukowane piki krawędzi szczeliny są oznaczone przez P1 do P4, podczas gdy spadki SGS są oznaczone przez d1 do d3. b) Szczyty i spadki SGS pokazane w lit. a) w funkcji temperatury. SGS są znacznie tłumione przy T> 400 mK, co prowadzi do przesunięcia w kierunku zerowego odchylenia. Kliknij tutaj, aby zobaczyć większą wersję tego rysunku.

figure-results-5
Rysunek 5. Zależność indukowanego nadprzewodnictwa od temperatury i pola magnetycznego w połączeniach litograficznych wytwarzanych wiązką elektronów. (a) Indukowana przerwa nadprzewodząca w zależności od zastosowanego napięcia źródło drenu VSD w temperaturach od 300 mK do 1,5 K. Krzywe są przesunięte w pionie w celu zapewnienia przejrzystości. (b) Różna rezystancja oznaczona kolorami w funkcji VSD i prostopadłego pola magnetycznego przy T= 300 mK. Kliknij tutaj, aby zobaczyć większą wersję tego rysunku.

Dyskusja

$$\rightleftharpoonup{xx}$$ $$\longleftharp{xx}$$, $$\longrightharp{xx}$$,

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

$$\rightleftharpoonup{xx}$$ $$\longleftharp{xx}$$, $$\longrightharp{xx}$$,

Autorzy nie mają nic do ujawnienia.

Podziękowania

$$\rightleftharpoonup{xx}$$ $$\longleftharp{xx}$$, $$\longrightharp{xx}$$,

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

$$\rightleftharpoonup{xx}$$ $$\longleftharp{xx}$$, $$\longrightharp{xx}$$,
  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

Poproś o pozwolenie na ponowne wykorzystanie tekstu lub ilustracji tego artykułu JoVE

Poproś o pozwolenie

Tagi

Quantum Integrated CircuitsSuperconducting Two Dimensional Electron GasJosephson JunctionsProximity Induced SuperconductivityPhotolithographic FabricationElectron Beam LithographyNiobium ElectrodesIndium Gallium ArsenideDilution RefrigeratorCoherent Quantum Transport

Powiązane artykuły