Comparaison sur trois colonnes des distributions des supercourants et des diagrammes d'interférence magnétique résultants. a) Diagramme du flux de supercourant à faibles champs magnétiques, résultant en une distribution uniforme illustrée dans le panneau (b). c) Mesure du deuxième appareil à faible champ magnétique montrant une figure d'interférence typique de Fraunhofer avec une période de ∼ 0,7 mT, ce qui indique une distribution uniforme des supercourants. Les données sont une dérivée numérique des courbes I-V mesurées (unités arbitraires). T=230 mK. d) Schéma des bords QH lorsque les deux portes latérales sont appliquées (bulk ν =2, induit localement ν =6 sur chaque arête). Les états de contre-propagation rapprochés supportent des supercourants sur les deux bords de l'échantillon, résultant en la distribution indiquée dans le panneau (e). Le panneau (f) montre le modèle d'interférence magnétique de type SQUID (dispositif d'interférence quantique supraconducteur) du supercourant à effet Hall quantique correspondant au panneau (d) avec une périodicité de ∼ 0,6 mT. Le panneau (g) est similaire au panneau (d) mais avec une seule barrière latérale appliquée. Il en résulte que le supercourant ne circule que sur un bord de l'échantillon, comme indiqué dans le panneau (h). Le panneau (i) montre le motif d'interférence magnétique correspondant au panneau (g). Il n'y a pas de variation dans le modèle sur cette échelle de champ, indiquant un seul, distribution très localisée du courant. Crédit :Avancées scientifiques, doi:10.1126/sciadv.aaw8693
Dans un récent rapport publié le Avancées scientifiques , Andrew Seredinski et ses collègues ont présenté une jonction Josephson à base de graphène avec des portes latérales dédiées fabriquées à partir de la même feuille de graphène que la jonction elle-même. L'équipe de recherche interdisciplinaire des départements de physique, l'astronomie et les matériaux avancés aux États-Unis et au Japon ont trouvé les portes latérales très efficaces, leur permettant de contrôler la densité de porteurs le long de chaque bord de la jonction à travers une large gamme de champs magnétiques. Par exemple, ils ont peuplé le prochain niveau de Landau (où le nombre d'électrons est directement proportionnel à la force du champ magnétique appliqué) dans des champs magnétiques compris entre 1 et 2 Tesla (T), pour aboutir à des plateaux de Hall quantique. Puis, lorsqu'ils ont introduit des états de bord de Hall quantique à contre-propagation de chaque côté de l'appareil, ils ont observé un supercourant localisé le long du bord de la jonction. Dans le travail present, ils ont étudié ces supercourants en fonction du champ magnétique et de la densité de porteurs.
En mécanique quantique, les physiciens classent les particules en fermions ou en bosons. Cette classification est cruciale pour comprendre une variété de systèmes physiques, y compris les lasers, métaux et supraconducteurs. Les interactions entre les électrons ou les atomes dans certains systèmes bidimensionnels (2-D) peuvent conduire à la formation de quasi-particules qui rompent avec la dichotomie fermion-boson ; pour former des états de la matière « non abéliens ». De nombreuses études expérimentales tentent d'identifier des états non abéliens dans des systèmes qui manifestent les effets Hall quantique (QH) (quantification de la résistance dans les systèmes électroniques bidimensionnels). L'identification de tels états sera utile pour le calcul quantique.
Les physiciens prédisent l'interaction des états hélicoïdaux de spin et de la supraconductivité pour permettre l'accès à des excitations non abéliennes telles que les modes Majorana Zero (MZM). Ces états peuvent constituer la base des architectures d'informatique quantique, qui tirent parti des protections topologiques pour atteindre la tolérance aux pannes permettant ainsi à un système de continuer à fonctionner correctement en cas de défaillance. Les chercheurs visent à développer plusieurs techniques, y compris des nanofils hybrides supraconducteurs-semiconducteurs et des structures isolantes supraconductrices-topologiques pour de telles applications à base de quasi-particules. L'intérêt de la recherche récente pour la supraconductivité a également conduit à une vague d'activité à l'interface de la supraconductivité et de l'effet Hall quantique (QH). Par exemple, les scientifiques ont déduit que les contacts supraconducteurs quasi-unidimensionnels (1-D) peuvent activer le MZM et les parafermions, tandis que les hétérostructures de graphène et de nitrure de bore hexagonal (BN) avec des contacts supraconducteurs 1-D peuvent démontrer une transparence de contact remarquable pour observer le supercourant dans le régime QH. Cependant, les détails microscopiques du supercourant dans le régime QH restent jusqu'à présent un sujet ouvert.
Disposition de l'appareil et influence de la porte sur les plateaux QH. (A) Micrographie au microscope électronique à balayage (MEB) de l'appareil avant la gravure ionique réactive. Les contacts MoRe sont soulignés et colorés en vert pour le contraste. Deux trenchs (gris clair), ~60 nm de large, séparer la jonction des portes latérales. Les contacts MoRe sont espacés des tranchées par des régions de graphène d'environ 100 nm de large, empêchant le contact direct entre MoRe et le bord de la mesa. (B) Vue latérale schématique d'une coupe verticale de (A). (C) Carte de résistance en fonction de la tension de la grille arrière, VBG, et des tensions de grille latérale appliquées symétriquement, VSG1 =VSG2, à B =1,8 T. Les régions en forme de losange correspondent aux plateaux de résistance quantifiée. Leurs limites horizontales (affectées uniquement par VBG) correspondent à une densité électronique constante dans la masse. Les limites latérales inclinées des losanges correspondent à des facteurs de remplissage constants près des bords, où les influences des portes arrière et latérales se compensent. Les chiffres blancs marquent le facteur de remplissage de l'échantillon, tandis que les nombres noirs sur la grille côté haut marquent la conductance de l'échantillon en unités de e2/h. (D) Simulation électrostatique par éléments finis de (C) reproduisant les régions en forme de losange de conductance constante. Les plateaux de conductance marqués en (C) sont marqués de la même manière. (E) Résistance de l'échantillon en fonction de VBG à plusieurs VSG1, 2, correspondant aux coupes verticales de (C). Les courbes montrent que les plateaux QH sont mieux développés avec les portes latérales réglées à -1 V. À VSG1, 2 =− 3 V et +1 V, les plateaux rétrécissent et deviennent asymétriques entre les côtés dopés aux électrons et aux trous, comme c'est souvent le cas dans les échantillons sans contrôle de porte latérale. Crédit :Avancées scientifiques, doi:10.1126/sciadv.aaw8693
Dans le travail present, Seredinski et al. ont examiné une jonction de graphène Josephson avec deux portes latérales en graphène pour manipuler directement les états de bord QH. Ils ont réglé chaque porte pour modifier le facteur de remplissage du niveau de Landau le long des bords afin d'observer un supercourant, uniquement localisée le long d'un bord. L'équipe a construit les échantillons à partir de graphène encapsulé dans du nitrure de bore hexagonal (BN) pour protéger les appareils de la contamination et pour permettre un transport balistique à des échelles micrométriques. Ils ont gravé l'empilement de graphène-BN, puis ont fabriqué des contacts quasi-1-D dans la région exposée. Ils ont utilisé du molybdène rhénium (MoRe), un supraconducteur de type II et a séparé les contacts de 3 µm de large de 500 nm pour former le dispositif expérimental. A l'étape suivante, ils ont formé à la fois la jonction et les grilles latérales en gravant des tranchées étroites de part et d'autre des contacts, pour contrôler efficacement la densité électronique le long des bords de la jonction, après avoir appliqué une tension aux régions de graphène. Ils n'ont pas superposé les tranchées gravées avec les contacts et les ont plutôt espacés à l'aide d'une bande de graphène, pour empêcher les électrons de passer directement du supraconducteur au bord.
Lorsque Seredinksi et al. appliqué un champ magnétique perpendiculaire à l'échantillon, la jonction est entrée dans le régime QH (Quantum Hall). Par 1,8 Tesla, l'effet QH a été très bien développé et observé à l'aide de cartes de résistance reproduites par une simple simulation électrostatique dans le travail. L'équipe de recherche a mieux compris le fonctionnement de l'appareil en appliquant les portes latérales de manière indépendante. Ils ont observé l'influence des grilles latérales sur les conductances pour montrer une diaphonie négligeable entre la grille gauche sur le bord droit, et vice versa. Les scientifiques ont réglé les portes pour induire un état QH afin de créer des états de contre-propagation dans l'appareil. L'équipe a observé le supercourant QH et ses schémas d'interférence comme une région de résistance supprimée flanquée de pics; caractéristique d'un petit supercourant. L'équipe a réglé les caractéristiques de l'appareil pour localiser le supercourant à l'une ou l'autre des jonctions.
Plateaux QH induits par la porte latérale. (A) carte dV/dI tracée par rapport aux tensions de grille latérale VSG1 et VSG2 à B =1,8 T. La tension de grille arrière est fixée à VBG =4,7 V, correspondant à l'état vrac ν =2. Les chiffres indiquent la conductance de l'échantillon en unités e2/h. (B) Résistance de l'échantillon mesurée en fonction d'une seule porte latérale. Les courbes verte et rouge correspondent aux lignes verticales en (A) à VSG1 =0 et 3 V, respectivement (avec VBG =4,7 V). La courbe bleue montre une trace similaire avec un facteur de remplissage en vrac ν =− 2 (VBG =1,5 V), balayage VSG1 avec VSG2 =0 V. (C et D) Schémas correspondant aux courbes verte et bleue en (B) pour VSG supérieure à ∼2 V. Des canaux de bord supplémentaires sont créés près de la porte, avec facteur de remplissage local ν2 =6 (C, région verte) et ν1 =2 (D, région bleue). La conductance supplémentaire est égale à 4e2/h et 2e2/h en (C) et (D), respectivement, en plus de la conductance de base de 2e2/h, comme cela est observé pour les courbes bleue et verte en (B). (E) Schéma de la densité de porteurs au sein de la jonction graphène en fonction de la position lorsque SG2 (1) est actif (passif), apparenté à (C). Crédit :Avancées scientifiques, doi:10.1126/sciadv.aaw8693.
Le supercourant n'a pas varié pour de petits changements dans le champ magnétique. Par exemple, quand l'équipe a ouvert une porte latérale, la distance entre les canaux de bord contra-propagatifs dans le dispositif a facilité le couplage des états de bord au supraconducteur - pour que le supercourant apparaisse. Lorsqu'ils ont appliqué les deux côtés des portes simultanément, la dépendance du supercourant vis-à-vis des champs magnétiques a complètement changé. La carte résultante a démontré un modèle d'interférence semblable à un dispositif d'interférence quantique supraconducteur (SQUID). Lorsque Seredinski et al. a exploré l'appareil en tant qu'interféromètre pour les supercourants QH, ils ont changé le champ à 1 T pour observer une signature de suralimentation plus robuste. Ils ont obtenu le schéma des oscillations de résistance dans le champ magnétique, où la période des oscillations était indépendante de la tension de grille, tandis que la phase des oscillations variait avec la porte.
Le supercourant QH et ses schémas d'interférence. (A) Carte de résistance différentielle par rapport à VSG1, 2 comme sur la Fig. 2A mais mesuré avec une polarisation de courant continu de 0 nA, permettant l'observation d'une résistance supprimée due au supercourant. Les emplacements de tension de grille de (B) à (D) sont marqués par (B) un astérisque orange, (C) un astérisque noir, et (D) un astérisque blanc. (B) dV/dI mesuré par rapport à I, indiquant la présence d'un supercourant au-dessus du plateau quantifié h/6e2. (C) Carte de champ magnétique courant de la résistance différentielle lorsqu'un supercourant est induit le long d'un côté de l'échantillon uniquement avec VSG2, tandis que VSG1 reste à zéro. Le supercourant n'est pas sensible à un changement incrémental de champ sur une échelle de quelques milliteslas. (D) Une carte similaire avec les deux portes latérales induisant un supercourant, montrant un motif d'interférence de type SQUID. Crédit :Avancées scientifiques, doi:10.1126/sciadv.aaw8693.
Dans une figure d'interférence supplémentaire, l'équipe de recherche a observé la différence de résistance de l'échantillon entre 0 et 10 nanoampères (nA) de polarisation CC, pour mettre en évidence les régions supraconductrices. Ils ont mesuré la carte en fonction des deux grilles latérales et observé les interférences correspondant aux supercourants circulant le long de la grille latérale 1 (SG1) et de la grille latérale 2 (SG2). Les deux portes ont présenté une efficacité comparable. Lorsque les scientifiques ont augmenté la tension d'une porte, ils ont diminué la tension de la porte opposée pour maintenir à peu près la même zone du SQUID (dispositif d'interférence quantique supraconducteur). Ces changements de zone étaient suffisants pour faire évoluer la phase de différence à travers la jonction, bien que trop petit pour créer des changements notables dans la périodicité du champ magnétique.
Interférométrie à supercourant QH. (A) carte dV/dI mesurée à VSG1 =2,34 V et VSG2 =2,36 V en fonction de VBG et B près de 1 T. Pour une tension de grille donnée, les régions de résistance supprimée correspondent à un supercourant plus fort. La phase des oscillations dépend de la tension de grille, indiquant que la zone d'interférence diminue avec la tension de grille (dVBG/dB positif). Cela s'explique par le déplacement des états de bord interne vers l'intérieur à mesure que la densité électronique augmente [schéma en (B)]. (B) Schéma de la densité de porteurs dans l'échantillon le long de la ligne médiane entre les contacts. La ligne bleue représente une certaine densité de charge de base; la ligne verte montre une tension de grille arrière plus élevée. (C) carte dV/dI similaire à (A) mesurée en fonction de la tension B et SG1 pour VBG =3,8 V. La carte montre une figure d'interférence avec une pente opposée à celle de (A), indiquant que la zone d'interférence augmente avec la tension de grille à mesure que les électrons sont poussés plus loin vers la grille. (D) carte ΔR affichant la différence entre la résistance dans les conditions de polarisation CC 0 et 10 nA, mesurée à 1 T avec VBG =3,9 V. Les deux tensions de grille latérale sont suffisamment élevées pour induire un supercourant (VSG1, 2> 1 V), et les traits verticaux et horizontaux correspondent au supercourant induit par SG1 ou SG2, respectivement. A leurs intersections, des éléments diagonaux supplémentaires apparaissent, indiquant une interférence entre les supercourants des deux côtés de l'échantillon. Les franges ont une pente ∼ -1, suggérant une efficacité comparable des deux portes latérales. Crédit :Avancées scientifiques, doi:10.1126/sciadv.aaw8693.
De cette façon, Andrew Seredinski et ses collègues ont montré que les portes latérales en graphène natif étaient remarquablement efficaces pour contrôler la propagation des états de bord dans le régime du Hall quantique (QH). Ils ont observé des supercourants induits par les grilles latérales, à porter par les états de bord QH. Ces supercourants circulaient indépendamment sur chaque bord du dispositif et pouvaient être contrôlés indépendamment par leurs grilles correspondantes. L'expérience ouvre une nouvelle voie prometteuse pour coupler des supraconducteurs avec des états de bord QH afin d'induire des excitations non abéliennes pour former la base des architectures d'informatique quantique.
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