Новости

Aug 15, 2025

Эффект диода Джозефсона в андреевских молекулах на основе нанопроволок | Communications Physics

Физика коммуникаций, том 8, номер статьи: 330 (2025) Цитировать эту статью: Сверхпроводящие системы демонстрируют необратный перенос тока при определенных условиях нарушения симметрии,

Физика связи, том 8, номер статьи: 330 (2025) Ссылаться на эту статью

Сверхпроводящие системы демонстрируют невзаимный перенос тока при определённых условиях нарушения симметрии, явление, известное как эффект сверхпроводящего диода. Этот эффект обеспечивает идеальное выпрямление сверхтока и вызывает значительный исследовательский интерес. Мы сообщаем о наблюдении эффекта джозефсоновского диода (ДД) в андреевских молекулах на основе нанопроволок, где симметрии обращения времени и пространственной инверсии джозефсоновского перехода (ДП) могут быть нелокально нарушены путём когерентного взаимодействия с другим ДП. ДД можно управлять как нелокальной фазой, так и напряжением затвора. В частности, нелокальная фаза может вызывать смену знака эффективности диода, что является проявлением регулирования вероятностей двойного упругого котуннелирования и двойного перекрёстного андреевского отражения. Кроме того, эффективность диода может дополнительно модулироваться локальными и нелокальными напряжениями затвора, демонстрируя особенность центрального пика в пространстве напряжений затвора. Наши теоретические расчёты энергетического спектра и токов Джозефсона хорошо согласуются с экспериментальными результатами. Эти результаты демонстрируют нелокальную регуляцию JDE в молекулах Андреева, что имеет важное значение для управления много-JJ-устройствами и разработки современных сверхпроводящих устройств.

Эффект сверхпроводящего диода (SDE) демонстрирует зависящий от направления ток переключения, что делает его перспективным кандидатом для элемента схемы без рассеивания энергии с потенциальными приложениями в сверхпроводящих технологиях. SDE обычно требует нарушения как симметрии обращения времени, так и симметрии пространственной инверсии в сверхпроводящих устройствах1. К настоящему времени SDE был реализован на различных платформах, включая сверхпроводящие пленки2,3,4,5,6,7,8,9,10,11,12,13,14,15 и джозефсоновские переходы (JJ)16,17,18,19,20,21,22,23,24,25,26,27,28,29,30,31,32,33,34,35,36,37,38,39,40,41, причем последний известен как эффект диода Джозефсона (JDE). Более того, в ряде исследований изучались причины нарушения симметрии, включая магнитные взаимодействия внутренних магнитных слоёв или внешних магнитных полей2,3,4,17,22, вихри6,7,9,10,18, высшие гармоники в соотношении тока и фазы (CPR)20,25,38,39 и спаривание с конечным импульсом15,21,30,33. ДЭД также наблюдался в устройствах, содержащих несколько диафрагменных переходов, таких как СКВИД-устройства36,37,38,39, многоконтактные устройства25,41 и два когерентно связанных диафрагменных перехода28,40.

Одним из конкретных сценариев является JDE в молекулах Андреева, где включен нелокальный контроль. Молекула Андреева состоит из двух близкорасположенных JC, и было высказано предположение, что когда расстояние l между двумя JC меньше сверхпроводящей длины когерентности \({\xi }_{0}\), их андреевские спектры гибридизируются в молекулярное состояние42. Гибридизация андреевских связанных состояний (ABS) приводит к структуре избегаемого пересечения, и эти ABS могут быть вытеснены из энергетической щели в состояния континуума. Сверхток одного JC может регулироваться нелокально фазой другого JC, что приводит к нелокальному эффекту Джозефсона42,43,44,45 и JDE46. Происхождение JDE приписывается асимметричному энергетическому спектру ABS и состояниям континуума.

На микроскопическом уровне нарушение симметрии в андреевских молекулах возникает из-за фазовой конкуренции между двойным упругим котуннелированием (dECT) и двойным перекрёстным андреевским отражением (dCAR) куперовских пар46, механизмом, который редко обсуждается в исследованиях JDE1. В устройствах типа «нормальный сверхпроводник-нормальный» (NSN) упругое котуннелирование (ECT) и перекрёстное андреевское отражение (CAR) являются основными механизмами построения искусственных цепей Китаева47,48,49 с нулевыми модами Майораны бедного человека50,51,52,53,54. В андреевских молекулах, которые можно рассматривать как конфигурацию SNSNS, JDE тесно связан с относительными вероятностями dECT и dCAR, которые, в свою очередь, зависят от нелокальной фазы46.

В данной работе мы сообщаем о наблюдении JDE в андреевских молекулах, построенных из нанопроволок InAs. Изменяя как нелокальную фазу, так и напряжение затвора, мы демонстрируем управление JDE. Изменение знака эффективности диода может быть достигнуто путем настройки нелокальной фазы, демонстрируя регулирование процессов dECT и dCAR. В локальном и нелокальном пространстве напряжений затвора эффективность диода демонстрирует структуру с центральным пиком. Наши теоретические расчеты, основанные на методе Фурусаки-Цукады и методе точной диагонализации, показывают согласованное поведение андреевских молекул. Наши результаты демонстрируют способность нелокальной регулировки JDE в андреевских молекулах фазой и затворами, что открывает путь для дальнейшего изучения механизмов связи с двумя JJ и нелокальной модуляции много-JJ устройств.

Высококачественные нанопроволоки InAs с in situ эпитаксиальной полуоболочкой из Al толщиной 15 нм выращиваются методом молекулярно-лучевой эпитаксии55. Устройства на основе молекул Андреева изготавливаются с использованием стандартной электронно-лучевой литографии и высокоточных методов переноса на выбранные нанопроволоки [рис. 1а и б]. Два коротких переходных контакта формируются путем влажного травления Al, каждый приблизительно 50 нм в длину, что обеспечивает большой сверхток ~11 нА. Тонкая полоска Al длиной (l) около 200 нм сохраняется между двумя переходными контактами для обеспечения когерентной связи для формирования молекулы Андреева. Дополнительный слой Al осаждается для формирования сверхпроводящих выводов, а также сверхпроводящей петли на правом переходном контакте для управления его фазой. Рисунок 1а представляет собой крупный план всего устройства, показанного на рис. 1б. Все экспериментальные данные, представленные в основном тексте, получены преимущественно на устройстве A в рефрижераторе растворения при температуре около 10 мК с использованием стандартных методов фиксации. Остальные данные для устройства B представлены в Дополнительной информации (см. Дополнительные примечания 5, 6 и 7).

a, b Изображения устройства A, полученные с помощью сканирующего электронного микроскопа (СЭМ) в псевдоцветах. Масштабная линейка составляет 200 нм. Диэлектрический слой hBN находится между пальчиковыми затворами Ti/Au и нанопроволокой, но на этом изображении он прозрачен. c Схема молекулы Андреева. Расстояние l между двумя переходами меньше сверхпроводящей длины когерентности \({\xi }_{0}\). \({\delta }_{{{\rm{L}}},{{\rm{R}}}}\) — это разности фаз левого и правого переходов соответственно. Сплошная синяя линия представляет собой перекрытие волновых функций Андреева в двух переходах. d Энергетический спектр молекулы Андреева при \({\delta }_{{{\rm{R}}}}=0.85{{\rm{\pi }}}\), рассчитанный с использованием метода точной диагонализации. При \(\left|E\right| < \Delta\) красный и синий цвет линий обозначают положительный и отрицательный сверхпроводящий ток левого ДП, переносимый АБС, соответственно. При \(\left|E\right|\ge \Delta\) цвет соответствует плотности сверхпроводящего тока \({j}_{{{\rm{L}}}}\) состояний континуума, как показано цветной полосой. e CPR левого ДП при \({\delta }_{{{\rm{R}}}}=0.85{{\rm{\pi }}}\) рассчитан с использованием метода точной диагонализации. Красные и зеленые пунктирные линии на (d, e) отмечают положения \({I}_{{{\rm{Lc}}}}^{+}\) при \({\delta }_{{{\rm{L}}}}={\delta }_{{{\rm{L}}}}^{+}\) и \({I}_{{{\rm{Lc}}}}^{-}\) при \({\delta }_{{{\rm{L}}}}={\delta }_{{{\rm{L}}}}^{-}\), соответственно. f Иллюстрация процессов dECT и dCAR при \({\delta }_{{{\rm{R}}}}=0,85{{\rm{\pi }}}\).

Устройство молекулы Андреева можно представить схематически на рис. 1c. Разности фаз джоулевых переходов слева и справа обозначены как \({\delta }_{{{\rm{L}}}}\) и \({\delta }_{{{\rm{R}}}}\) соответственно, а \({\delta }_{{{\rm{R}}}}\) может управляться магнитным потоком через сверхпроводящий контур. Ток \(I\) подаётся с левого сверхпроводящего электрода, а средний сверхпроводник заземлён. Напряжения затвора \({V}_{{{\rm{GL}}}}\) и \({V}_{{{\rm{GR}}}}\) модулируют сверхток (химический потенциал) двух джоулевых переходов соответственно. В этой конфигурации электрических измерений слева JJ, \({V}_{{{\rm{GL}}}}\) и \({V}_{{{\rm{GR}}}}\) являются локальными и нелокальными напряжениями затвора, а \({\delta }_{{{\rm{L}}}}\) и \({\delta }_{{{\rm{R}}}}\) являются локальными и нелокальными разностями фаз соответственно. Когда расстояние l между двумя джоулевскими переходами меньше длины сверхпроводящей когерентности \({\xi }_{0}\), волновые функции Андреева гибридизуются, что приводит к образованию молекулы Андреева с типичным энергетическим спектром, показанным на рис. 1d, полученным методом точной диагонализации для фиксированного \({\delta }_{{{\rm{R}}}}=0,85{{\rm{\pi }}}\) (см. Дополнительное примечание 2). При энергиях \(\left|E\right| < \Delta\) спектр Андреева демонстрирует избегаемые пересечения в вырожденных точках из-за когерентной связи, при этом цвет линий указывает направление сверхтока, переносимого ABS, красный для положительного и синий для отрицательного. АБС могут быть вытеснены в состояния непрерывного спектра с \(\left|E\right|\ge \Delta\), образуя состояния андреевского рассеяния46, плотность сверхтока jL которых обозначена цветом. Расчёт IL (сверхтока левого ДжС) проводится с учётом вклада как дискретных АБС подщелевой зоны, так и состояний непрерывного спектра вне щели. При нулевой температуре IL определяется выражением46:

Первый член отражает вклад состояний с отрицательной энергией, при этом \({\varPhi }_{0}=h/2{\mbox{e}}\), где h — постоянная Планка, а e — элементарный заряд. Второй член учитывает вклад состояний непрерывного спектра с отрицательной энергией.

Из уравнения 1 можно получить КПР левого JJ. При \({\delta }_{{{\rm{R}}}}=0({\mathrm{mod\; \pi }})\) КПР симметричен, а положительные и отрицательные критические сверхтоки равны по амплитуде, без JDE. Однако КПР асимметрична, когда \({\delta }_{{{\rm{R}}}}\ne 0({\mathrm{mod\; \pi }})\)46 и появляется JDE. Например, на рис. 1e показан асимметричный КПР при \({\delta }_{{{\rm{R}}}}=0,85{{\rm{\pi }}}\), а также характеристика перехода \({\varphi }_{0}\). Положительный критический сверхток \({I}_{{{\rm{Lc}}}}^{+}={I}_{{{\rm{L}}}}({\delta }_{{{\rm{L}}}}^{+})\) не равен (меньше) абсолютному значению отрицательного критического сверхтока \(|{I}_{{{\rm{Lc}}}}^{-}|=|{I}_{{{\rm{L}}}}\left({\delta }_{{{\rm{L}}}}^{-}\right)|\), что свидетельствует о наличии JDE.

Микроскопически связь между двумя JJ возникает в основном из-за процессов dECT и dCAR, как показано на рис. 1f. В процессе dECT куперовская пара в левом сверхпроводнике пересекает средний сверхпроводник в правый сверхпроводник, причем \({I}_{{{\rm{L}}}}\) и \({I}_{{{\rm{R}}}}\) распространяются в одном направлении, где \({I}_{{{\rm{R}}}}\) — сверхток правого JJ. Напротив, для процесса dCAR две куперовские пары в среднем сверхпроводнике разделяются и образуют новые куперовские пары в левом и правом сверхпроводниках, причем \({I}_{{{\rm{L}}}}\) и \({I}_{{{\rm{R}}}}\) распространяются в противоположных направлениях. Как показано на рис. 1d, при \({\delta }_{{{\rm{L}}}}={\delta }_{{{\rm{L}}}}^{-}\), как состояния ABS, так и состояния континуума (при E < 0) вносят вклад в сверхток того же направления в \({I}_{{{\rm{Lc}}}}^{-}\), где доминирующим механизмом является dECT. Напротив, при \({\delta }_{{{\rm{L}}}}={\delta }_{{{\rm{L}}}}^{+}\), направление сверхтока, переносимого двумя ABS, противоположно, т.е. доминирующим является dCAR, что приводит к значительному снижению критического сверхтока \({I}_{{{\rm{Lc}}}}^{+}\). Кроме того, вклад состояний континуума также меньше при \({\delta }_{{{\rm{L}}}}={\delta }_{{{\rm{L}}}}^{+}\), чем при \({\delta }_{{{\rm{L}}}}={\delta }_{{{\rm{L}}}}^{-}\), что еще больше усиливает JDE. Эти результаты, например, при \({\delta }_{{{\rm{R}}}}=0,85{{\rm{\pi }}}\), указывают на то, что критический сверхток \(|{I}_{{{\rm{Lc}}}}^{-}|\), когда доминирует dECT, больше, чем \({I}_{{{\rm{Lc}}}}^{+}\), когда доминирует dCAR, что согласуется с асимметричным CPR, показанным на рис. 1e.

Важно отметить, что, настраивая нелокальную фазу \({\delta }_{{{\rm{R}}}}\), такой сценарий можно обратить вспять (см. дополнительные рисунки S2a, b). При \({\delta }_{{{\rm{R}}}}=1,15{{\rm{\pi }}}\) критический сверхток \(|{I}_{{{\rm{Lc}}}}^{-}|\) при доминировании dCAR меньше, чем \({I}_{{{\rm{Lc}}}}^{+}\) при доминировании dECT. Выполняя дополнительные расчеты при изменении \({\delta }_{{{\rm{R}}}}\) (см. Дополнительные рисунки S3, S4), когда \(0 < {\delta }_{{{\rm{R}}}} < {{\rm{\pi }}}\), \({I}_{{{\rm{Lc}}}}^{+} < \left|{I}_{{{\rm{Lc}}}}^{-}\right|\), dECT доминирует при \({\delta }_{{{\rm{L}}}}={\delta }_{{{\rm{L}}}}^{-}\); в то время как \({{{\rm{\pi }}} < \delta }_{{{\rm{R}}}} < 2{{\rm{\pi }}}\), \({I}_{{{\rm{Lc}}}}^{+} > \left|{I}_{{{\rm{Lc}}}}^{-}\right|\), dECT доминирует при \({\delta }_{{{\rm{L}}}}={\delta }_{{{\rm{L}}}}^{+}\). Критический сверхток в режиме с доминированием dECT всегда превышает таковой в режиме с доминированием dCAR. При настройке фазы \(|{I}_{{{\rm{Lc}}}}^{-}|\) переходит от поведения с доминированием dECT к поведению с доминированием dCAR, тогда как \({I}_{{{\rm{Lc}}}}^{+}\) демонстрирует противоположную тенденцию, что приводит к изменению направления выпрямления на противоположное.

Далее мы представляем экспериментальные результаты. На рисунке 2а показано дифференциальное сопротивление \({{\rm{d}}}V/{{\rm{d}}}I\) левого джоуля как функция \(I\) и перпендикулярного магнитного поля \(B\) при \({V}_{{{\rm{GL}}}}={V}_{{{\rm{GR}}}}=0\ {{\rm{V}}}\). Положительная и отрицательная половины рис. 2а соответственно сканируются от \(I=0\) к положительному и отрицательному токам, как указано красной и зеленой стрелками. В зависимости от \(B\), которое управляет \({\delta }_{{{\rm{R}}}}\), локальный положительный и отрицательный критический сверхток демонстрируют периодические колебания, демонстрируя нелокальный эффект Джозефсона42,43,44,45. Красные и зеленые пунктирные линии отмечают максимумы \({I}_{{{\rm{Lc}}}}^{+}\) и \(\left|{I}_{{{\rm{Lc}}}}^{-}\right|\), соответственно, которые происходят при разных \(B\). \({I}_{{{\rm{Lc}}}}^{+}\) и \(\left|{I}_{{{\rm{Lc}}}}^{-}\right|\) можно извлечь из рис. 2а, как показано на рис. 2б. Видно, что в пределах одного периода \({I}_{{{\rm{Lc}}}}^{+}\) и \(\left|{I}_{{{\rm{Lc}}}}^{-}\right|\) пересекаются дважды, тогда как под действием других магнитных полей \({I}_{{{\rm{Lc}}}}^{+}\ne \left|{I}_{{{\rm{Lc}}}}^{-}\right|\), что является JDE. Примечательно, что слабое магнитное поле используется исключительно для регулирования фазы правого JJ, а не для взаимодействия с SOC2,3,17,22, хотя нанопроволоки InAs обладают сильным SOC.

a Дифференциальное сопротивление \({{\rm{d}}}V/{{\rm{d}}}I\) левого JJ как функция \(I\) и \(B\) при \({V}_{{{\rm{GL}}}}={V}_{{{\rm{GR}}}}=0\ {{\rm{V}}}\). Красные и зеленые пунктирные линии показывают максимум \({I}_{{{\rm{Lc}}}}^{+}\) и \(|{I}_{{{\rm{Lc}}}}^{-}|\), соответственно. Красные и зеленые стрелки представляют направления сканирования положительного и отрицательного тока. b \(\left|{I}_{{{\rm{Lc}}}}\right|\) как функция \(B\). c Эффективность диода \(\eta\) как функция \(B\).

Чтобы охарактеризовать JDE, эффективность диода обычно определяется как \(\eta =({I}_{{{\rm{Lc}}}}^{+}-\left|{I}_{{{\rm{Lc}}}}^{-}\right|)/({I}_{{{\rm{Lc}}}}^{+}+\left|{I}_{{{\rm{Lc}}}}^{-}\right|)\), как показано на рис. 2c. \(\eta\) периодически изменяется вместе с \(B\), и смена знака происходит всякий раз, когда \(\eta\) пересекает ноль. Как показано на рис. 1d–f и рисунках S2a, b, при \({\delta }_{{{\rm{R}}}}=0,85{{\rm{\pi }}}\) доминирующими механизмами являются dCAR и dECT для \({I}_{{{\rm{Lc}}}}^{+}\) и \({I}_{{{\rm{Lc}}}}^{-}\), соответственно, и \({I}_{{{\rm{Lc}}}}^{+} < \left|{I}_{{{\rm{Lc}}}}^{-}\right|\to \eta < 0\). Напротив, когда \({\delta }_{{{\rm{R}}}}=1,15{{\rm{\pi }}}\), доминирующий механизм меняется на противоположный, и \({I}_{{{\rm{Lc}}}}^{+} > \left|{I}_{{{\rm{Lc}}}}^{-}\right|\to \eta > 0.\) Таким образом, смена знака \(\eta\) показывает, что нелокальный фазовый контроль может модулировать вероятности dECT и dCAR в молекулах Андреева.

Мы обнаружили, что максимальное значение \(\eta\) составляет приблизительно 2,3%, что значительно ниже наивысшего теоретического предсказания 45%46. Мы приписываем это расхождение низкому пропусканию перехода, которое значительно подавляет эффективность диода. Подгонка данных с помощью теории Октавио-Тинхэма-Блондера-Клапвейка (OTBK) позволила извлечь пропускание перехода \(\tau \approx 0,53\) для \({V}_{{{\rm{GL}}}}={V}_{{{\rm{GR}}}}=0\ {{\rm{V}}}\) (см. Дополнительное примечание 4), что значительно ниже пропускания \(\tau = 1\), при котором предсказывается максимальная эффективность. В работе 43 также показано, что \(\eta\) остается ниже 2% для \(\tau < 0,5\), а высокое пропускание значительно повысило бы эффективность.

Далее мы продемонстрируем настройку JDE локальными и нелокальными затворами. На рисунке 3а показано дифференциальное сопротивление \({{\rm{d}}}V/{{\rm{d}}}I\) левого JJ как функция \(I\) и \({V}_{{{\rm{GL}}}}\). Критический сверхток уменьшается с уменьшением \({V}_{{{\rm{GL}}}}\) и полностью исчезает при \({V}_{{{\rm{GL}}}}=-3,7\ {{\rm{V}}}\). Следовательно, локальный затвор, приложенный к левому JJ, может управлять сверхтоком в этом переходе. Хотя правый JJ невозможно охарактеризовать отдельно из-за наличия сверхпроводящей петли, ожидается аналогичное поведение.

а \({{\rm{d}}}V/{{\rm{d}}}I\) левого JJ как функция \(I\) и \({V}_{{{\rm{GL}}}}\). б \({I}_{{{\rm{Lc}}}}^{+}\) и \(\left|{I}_{{{\rm{Lc}}}}^{-}\right|\) как функция \(B\) при \({V}_{{{\rm{GL}}}}=-0.8,-1.2,-1.6,-2\) и \(-2.4\ {{\rm{V}}}\), с фиксированным \({V}_{{{\rm{GR}}}}=-1.6\ {{\rm{V}}}\). c \({I}_{{{\rm{Lc}}}}^{+}\) и \(\left|{I}_{{{\rm{Lc}}}}^{-}\right|\) как функции \(B\) при \({V}_{{{\rm{GR}}}}=-0,8,-1,2,-1,6,-2\) и \(-2,4\ {{\rm{V}}}\), с фиксированным \({V}_{{{\rm{GL}}}}=-1,6\ {{\rm{V}}}\). d \(\eta\) от \(B\), извлеченных из (b). На врезке показана кривая зависимости \(\eta\) от \({V}_{{{\rm{GL}}}}\) при \(B=-1,012\ {{\rm{Gs}}}\), как показано красной пунктирной линией. Зависимость \(\eta\) от \(B\), полученная из (c). На врезке показана кривая зависимости \(\eta\) от \({V}_{{{\rm{GR}}}}\) при \(B=-1,012\ {{\rm{Gs}}}\), как показано красной пунктирной линией.

Затем мы исследуем влияние отдельных локальных \(({V}_{{{\rm{GL}}}})\) или нелокальных \(({V}_{{{\rm{GR}}}})\) вентилей на JDE. На рисунке 3b представлены \({I}_{{{\rm{Lc}}}}^{+}\) и \(\left|{I}_{{{\rm{Lc}}}}^{-}\right|\) как функции \(B\) при нескольких различных \({V}_{{{\rm{GL}}}}\) с фиксированным \({V}_{{{\rm{GR}}}}=-1,6\ {{\rm{V}}}\). JDE можно наблюдать при всех этих настройках, хотя критический сверхток значительно уменьшается при \({V}_{{{\rm{GL}}}}=-2,4\ {{\rm{V}}}\). Графики зависимости \(\eta\) от \(B\) представлены на рис. 3d, иллюстрируя настройку \(\eta\) нелокальной фазой. Вблизи максимума \(\eta\) при фиксированном \(B=-1,012\ {{\rm{Gs}}}\), обозначенного красной пунктирной линией, можно получить зависимость \(\eta\) от \({V}_{{{\rm{GL}}}}\), как показано на вставке. \(\eta\) представляет собой пиковую характеристику около \({V}_{{{\rm{GL}}}}=-1.6\ {{\rm{V}}}\), уменьшающуюся при увеличении или уменьшении \({V}_{{{\rm{GL}}}}\) . Идентичное поведение наблюдается при переключении ролей локальных \(({V}_{{{\rm{GL}}}})\) и нелокальных \(({V}_{{{\rm{GR}}}})\) в измерении, как показано на рис. 3c, e. \(\eta\) также представляет собой пиковую характеристику при изменении \({V}_{{{\rm{GR}}}}\) при \(B=-1.012\ {{\rm{Gs}}}\), как показано на вставке к рис. 3e. Эти результаты показывают, что JDE может регулироваться как локальными, так и нелокальными затворами.

Для того чтобы получить полную картину настройки затвора на JDE, мы измерили \(\eta\) в двумерном пространстве (\({V}_{{{\rm{GL}}}}\), \({V}_{{{\rm{GR}}}}\)) при \(B=-1.012\ {{\rm{Gs}}}\), как показано на рис. 4a. Зеленые и красные пунктирные линии соответствуют условиям на рис. 3d, e, соответственно. Вблизи \({V}_{{{\rm{GL}}}}={V}_{{{\rm{GR}}}}=-1.6\ {{\rm{V}}}\), \(\eta\) значительно выше, чем в других местах, показывая особенность центрального пика. Горизонтальные линии, извлеченные из рис. 4a, нанесены на рис. 4b. Каждая отдельная линия показывает пик, выделенный более крупными точками. Фактически, эти более крупные точки распределены вдоль чёрной пунктирной линии на рис. 4а, что соответствует диагональному направлению, где \({V}_{{{\rm{GL}}}}={V}_{{{\rm{GR}}}}\) и, следовательно, джозефсоновской связи в двух джозефсоновских переходах. Это указывает на то, что эффективность джозефсоновского перехода выше в более симметричных условиях.

a \(\eta\) как функция \({V}_{{{\rm{GL}}}}\) и \({V}_{{{\rm{GR}}}}\) при \(B=-1,012\ {{\rm{Gs}}}\). Белые области указывают на отсутствие точек данных. b Горизонтальные линии-срезы взяты из (a). c \(\eta\) как функция \({V}_{{{\rm{GL}}}}\) и \({V}_{{{\rm{GR}}}}\) при \(B=2,755\ {{\rm{Gs}}}\) для устройства B. Белые области указывают на отсутствие точек данных. d Горизонтальные линии-срезы взяты из (c). e Рассчитано \(\eta\) как функция химического потенциала JJ \({U}_{{{\rm{L}}}}\) и \({U}_{{{\rm{R}}}}\) с использованием метода Фурусаки-Цукады с \({\delta }_{{{\rm{R}}}}=1,15{{\rm{\pi }}}\). Белые области указывают на отсутствие точек данных. f Трехмерный график (e).

Рисунки 4c и d измерены в устройстве B. В исследуемом пространстве напряжений затвора максимум \(\eta\) расположен вблизи \({V}_{{{\rm{G}}}{{\rm{L}}}}=-1\ {{\rm{V}}}\) и \({V}_{{{\rm{GR}}}}=-0,75\ {{\rm{V}}}\). Более крупные точки на рисунке 4d распределены вдоль черной пунктирной линии на рисунке 4c. В устройстве B мы наблюдали аналогичные диагональные паттерны распределения, но максимум \(\eta\) лежит за пределами центральной области исследуемого пространства напряжений затвора. Это связано с ограниченным диапазоном напряжения затвора, который мы можем исследовать в устройстве B, поскольку при \({V}_{{{\rm{G}}}{{\rm{L}}}} < -1\ {{\rm{V}}}\) критический сверхток слишком мал для получения достоверных данных (см. Дополнительное примечание 7). Внутренние ограничения устройства ограничивают более широкое исследование, однако полученные данные демонстрируют поведение, соответствующее устройству A.

Перейдем к теоретическим расчетам эффективности диода. Мы используем метод Фурусаки-Цукады для расчета тока Джозефсона, поскольку он позволяет эффективно учитывать сложную конфигурацию напряжений затвора в нашей установке (см. Дополнительное примечание 1). Влияние напряжений затвора фактически настраивает химический потенциал (\({U}_{{{\rm{L}}},{{\rm{R}}}}\)) джоулевых переходов, поэтому в модели \({V}_{{{\rm{GL}}}}\) и \({V}_{{{\rm{GR}}}}\) представлены как \({U}_{{{\rm{L}}}}\) и \({U}_{{{\rm{R}}}}\) соответственно. Результаты расчетов показаны на рис. 4e и рис. 4f в виде двумерного и трехмерного графиков соответственно. Видно, что \(\eta\) достигает наибольшего значения вблизи точки \({U}_{{{\rm{L}}}}={U}_{{{\rm{R}}}}=0\), представляя собой центральный пик. Кроме того, пик \(\eta\) простирается вдоль диагонального направления \({U}_{{{\rm{L}}}}={U}_{{{\rm{R}}}}\). Эти теоретические результаты хорошо согласуются с нашими экспериментальными наблюдениями.

Основной механизм такого поведения может быть в первую очередь отнесен к рассогласованию волновых векторов, когда \({U}_{{{\rm{L}}},{{\rm{R}}}}\) и \({U}_{{{\rm{S}}}}\) различны, где \({U}_{{{\rm{S}}}}\) — химический потенциал сверхпроводящих областей, который в модели полагается равным нулю. В центре рис. 4e, \({U}_{{{\rm{L}}}}={U}_{{{\rm{R}}}}={U}_{{{\rm{S}}}}\), и рассогласование волновых векторов наименьшее, что приводит к наибольшему пропусканию и максимальному \(\eta\). Вдоль диагонали, где \({U}_{{{\rm{L}}}}={U}_{{{\rm{R}}}}\), симметричное состояние двух JJ также обеспечивает большую \(\eta\).

Подводя итог, мы наблюдали JDE в молекулах Андреева на основе нанопроволок InAs. Результаты показывают, что когерентное взаимодействие двух JJ-переходов обеспечивает нелокальное нарушение симметрий обращения времени и пространственной инверсии. Настраивая как нелокальную фазу, так и напряжение затвора, мы можем эффективно управлять JDE, при этом нелокальная фаза играет ключевую роль в изменении знака эффективности диода. Такое поведение напрямую отражает модуляцию процессов dECT и dCAR, что может быть существенно для построения цепей Китаева. Наблюдаемая особенность центрального пика эффективности диода в пространстве напряжения затвора дополнительно подчеркивает сложное взаимодействие локальных и нелокальных эффектов. Наши теоретические модели, основанные на методе Фурусаки-Цукады и методе точной диагонализации, обеспечивают согласованную структуру, которая согласуется с экспериментальными наблюдениями. Эти результаты демонстрируют универсальность молекул Андреева как платформы для исследования нелокальной модуляции в много-JJ системах и открывают возможности управления сверхпроводящими явлениями в будущих архитектурах устройств.

Сначала на подложку Si/SiO2 наносятся нижние пальцеобразные затворы из Ti/Au (3/10 нм), после чего на затворы переносят слой hBN толщиной ~ 30 нм в качестве диэлектрического слоя. Затем на hBN переносят нанопроволоки InAs. Как InAs, так и hBN с высокой точностью переносят на нижние затворы с помощью термоклеевой переносящей платформы, которая способна захватывать нанопроволоки или чешуйки при низкой температуре и затем опускать их при высокой температуре. Эпитаксиальный алюминий нанопроволок InAs травится Transene D, а остатки удаляются деионизированной водой. Наконец, после травления Ar для удаления окисленного слоя осаждаются Al-электроды (толщиной 80 нм).

Измерения переноса проводятся в рефрижераторе растворения при 10 мК. Keithly 2612 используется для подачи смещения постоянного тока и напряжения затвора. Дифференциальное сопротивление \({{\rm{d}}}V/{{\rm{d}}}I\) измеряется с помощью стандартной низкочастотной (17,77 Гц) техники синхронного захвата (LI5640). Резистор 10 МОм включен последовательно между источником переменного напряжения LI5640 и устройством для измерения тока. Исходные данные, т. е. кривые \({{\rm{d}}}V/{{\rm{d}}}II\), получаются напрямую, а кривые \(IV\) (рисунок S4a) — численным интегрированием. Для точного управления малым магнитным полем используется источник тока Keithley 2400 для подачи тока на магнит.

Данные, подтверждающие выводы настоящего исследования, доступны у соответствующих авторов по обоснованному запросу. Исходные данные прилагаются к данной статье (см. раздел «Дополнительные данные»).

Надим, М., Фюрер, М.С. и Ван, Х. Эффект сверхпроводящего диода. Nat. Rev. Phys. 5, 558–577 (2023).

Google Академия

Андо, Ф. и др. Наблюдение эффекта сверхпроводящего диода. Nature 584, 373–376 (2020).

Google Академия

Итахаши, Ю. М. и др. Невзаимный транспорт в полярном сверхпроводнике SrTiO3, индуцированном затвором. Sci. Adv. 6, eaay 9120 (2020).

ADS Google Академия

Нарита, Х. и др. Эффект сверхпроводящего диода без поля в нецентросимметричных многослойных сверхпроводниках/ферромагнетиках. Nat. Nanotechnol. 17, 823–828 (2022).

ADS Google Академия

Ясуда, К. и др. Невзаимный перенос заряда на границе топологического изолятора и сверхпроводника. Nat. Commun. 10, 2734 (2019).

ADS Google Академия

Ву, И. и др. Невзаимный перенос заряда в топологическом сверхпроводнике кагоме CsV3Sb5. npj Quantum Mater. 7, 105 (2022).

ADS Google Академия

Масуко, М. и др. Невзаимный перенос заряда в гетероструктуре Bi2Te3/PdTe2, потенциальной топологической сверхпроводимости. npj Quantum Mater. 7, 104 (2022).

ADS Google Академия

Лю, Ю.-Ю. и др. Эффект сверхпроводящего диода через наноотверстия с конформным отображением. Нат. Коммун. 12, 2703 (2021).

ADS Google Академия

Хоу, И. и др. Повсеместный эффект сверхпроводящего диода в тонких сверхпроводниковых пленках. Phys. Rev. Lett. 131, 027001 (2023).

ADS Google Академия

Гутфройнд, А. и др. Прямое наблюдение сверхпроводящего вихревого диода. Nat. Commun. 14, 1630 (2023).

ADS Google Академия

Ан, Л.Д. и др. Большой эффект сверхпроводящего диода в структурированных ионным пучком сверхпроводящих нанопроволоках на основе олова/топологических планарных полуметаллических гетероструктурах Дирака. Национальное сообщение 15, 8014 (2024).

Google Академия

Гао, А. и др. Антиферромагнитный диодный эффект в четнослойном MnBi2Te4. Естественная электроника, 7, 751–759 (2024).

Google Академия

Ле, Т. и др. Эффект сверхпроводящего диода и интерференционные картины в кагоме CsV3Sb5. Nature 630, 64–69 (2024).

ADS Google Академия

Вакамура, Т. и др. Гигантский сверхпроводящий невзаимный транспорт, регулируемый затвором, в многослойном Td−MoTe2. Phys. Rev. Res. 6, 013132 (2024).

Google Академия

Лин, Дж.-Х. и др. Эффект сверхпроводящего диода в нулевом поле в трёхслойном графене с малым углом закручивания. Nat. Phys. 18, 1221–1227 (2022).

Google Академия

де Врис, Ф.К. и др. Джозефсоновские переходы, определяемые затвором, в двухслойном графене, скрученном под магическим углом. Nat. Nanotechnol. 16, 760–763 (2021).

ADS Google Академия

Турини, Б. и др. Эффект диода Джозефсона в высокоподвижных нанофлагах InSb. Nano Lett. 22, 8502–8508 (2022).

ADS Google Академия

Голод, Т. и Краснов, В. М. Демонстрация сверхпроводящего диода с памятью, работающего в нулевом магнитном поле с переключаемой невзаимностью. Национальные сообщения 13, 3658 (2022).

ADS Google Академия

Бауридль, Л. и др. Эффект сверхточного диода и магнитохиральная анизотропия в нескольких слоях NbSe2. Nat. Commun. 13, 4266 (2022).

ADS Google Академия

Баумгартнер, К. и др. Выпрямление сверхтоков и магнитохиральные эффекты в симметричных джозефсоновских переходах. Nat. Nanotechnol. 17, 39–44 (2021).

ADS Google Академия

Пал, Б. и др. Эффект диода Джозефсона, обусловленный импульсом куперовской пары в топологическом полуметалле. Nat. Phys. 18, 1228–1233 (2022).

Google Академия

Чон, К.-Р. и др. Джозефсоновские сверхтоковые диоды с нулевым полем и обратимой полярностью, обеспечиваемые барьером из платины с близким намагничиванием. Nat. Mater. 21, 1008–1013 (2022).

ADS Google Академия

Чен, П. и др. Эффект сверхпроводящего диода, вызванный эффектом Эдельштейна, в джозефсоновских переходах MoTe2, нарушающих инверсионную симметрию. Adv. Funct. Mater. 34, 2311229 (2023).

Google Академия

Сундареш, А., Вайринен, Дж.И., Лянда-Геллер, Й. и Рохинсон, Л.П. Диамагнитный механизм невзаимности критического тока в многослойных сверхпроводниках. Nat. Commun. 14, 1628 (2023).

ADS Google Академия

Гупта, М. и др. Эффект сверхпроводящего диода с регулируемым затвором в трёхвыводном устройстве Джозефсона. Nat. Commun. 14, 3078 (2023).

ADS Google Академия

Диес-Мерида, Дж. и др. Джозефсоновские переходы с нарушенной симметрией и сверхпроводящие диоды в двухслойном графене, скрученном под магическим углом. Национальное сообщение 14, 2396 (2023).

ADS Google Академия

Коста, А. и др. Изменение знака магнитохиральной анизотропии индуктивности Джозефсона и переходы типа 0–π в сверхточных диодах. Nat. Nanotechnol. 18, 1266–1272 (2023).

ADS Google Академия

Мацуо, С. и др. Эффект диода Джозефсона, полученный на основе когерентной связи на малых расстояниях. Nat. Phys. 19, 1636–1641 (2023).

Google Академия

Трамс, М. и др. Диодный эффект в джозефсоновских переходах с одним магнитным атомом. Nature 615, 628–633 (2023).

ADS Google Академия

Баннерджи, А. и др. Фазовая асимметрия спектров Андреева по импульсу куперовской пары. Phys. Rev. Lett. 131, 196301 (2023).

ADS Google Академия

Ву, Х. и др. Безполевой диод Джозефсона в гетероструктуре Ван-дер-Ваальса. Природа 604, 653–656 (2022).

ADS Google Академия

Юн, Дж. и др. Эффект сверхпроводящего диода, индуцированного магнитной близостью, и бесконечное магнитосопротивление в гетероструктуре Ван-дер-Ваальса. Phys. Rev. Res. 5, L022064 (2023).

Google Академия

Мазур, Г.П. и др. Джозефсоновский диод с регулируемым затвором. Phys. Rev. Appl. 22, 054034 (2024).

Google Академия

Су, Х. и др. Однонаправленная сверхпроводимость под действием микроволнового излучения в переходах нанопроволока Al-InAs-Al в магнитных полях. Phys. Rev. Lett. 133, 087001 (2024).

Google Академия

Валентини, М. и др. Транспорт куперовских пар с сохранением четности и идеальный сверхпроводящий диод в планарном германии. Nat. Commun. 15, 169 (2024).

ADS Google Академия

Паолуччи, Ф., Де Симони, Дж. и Джадзотто, Ф. Эффект сверхточного диода, управляемого затвором и потоком. Письма в журнале «Appl. Phys. Lett.» 122, 042601 (2023).

ADS Google Академия

Чачча, К. и др. Джозефсоновский диод с регулируемым затвором в приближенных сверхтоковых интерферометрах на основе InAs. Phys. Rev. Res. 5, 033131 (2023).

Google Академия

Ли, Й. и др. Интерферирующий эффект диода Джозефсона в асимметричном краевом интерферометре Ta2Pd3Te5. Национальное сообщение 15, 9031 (2024).

Google Академия

Греко, А., Пишар, К., Страмбини, Э. и Джазотто, Ф. Двойной контур постоянного тока-СКВИД как настраиваемый диод Джозефсона. Письма по прикладной физике 125, 072601 (2024).

Google Академия

Мацуо, С. и др. Отклик Шапиро на эффект сверхпроводящего диода, полученный на основе молекул Андреева. Phys. Rev. B 111, 094512 (2025).

Google Академия

Корайола, М. и др. Эффект джозефсоновского диода с регулируемым потоком в гибридном четырёхконтактном джозефсоновском переходе. ACS Nano 18, 9221–9231 (2024).

Google Академия

Пилле Дж.Д., Бензони В., Грисмар Дж., Смирр Дж.Л. и Гирит К. ИХ. Нелокальный эффект Джозефсона в молекулах Андреева. Нано Летт. 19, 7138–7143 (2019).

ADS Google Академия

Хакселл, Д.З. и др. Демонстрация нелокального эффекта Джозефсона в молекулах Андреева. Нано Летт. 23, 7532–7538 (2023 г.).

ADS Google Академия

Мацуо, С. и др. Наблюдение нелокального эффекта Джозефсона на двойных нанопроволоках InAs. Commun. Phys. 5, 221 (2022).

Google Академия

Мацуо, С. и др. Фазовая инженерия аномального эффекта Джозефсона, полученного на основе молекул Андреева. Sci. Adv. 9, eadj3698 (2023).

Google Академия

Пилле, Дж. Д. и др. Эффект диода Джозефсона в молекулах Андреева. Phys. Rev. Res. 5, 033199 (2023).

Google Академия

Лейнсе, М. и Фленсберг, К. Кубиты чётности и связанные состояния Майораны в двойных квантовых точках. Phys. Rev. B 86, 134528 (2012).

ADS Google Академия

Сау, Дж. Д. и Сарма, С. Д. Реализация надежной практической цепи Майораны в линейном массиве квантовых точек и сверхпроводника. Nat. Commun. 3, 964 (2012).

ADS Google Академия

Лю, Ч.-Х., Ван, Г., Двир, Т. и Виммер, М. Перестраиваемая сверхпроводящая связь квантовых точек через связанные состояния Андреева в нанопроводах полупроводник-сверхпроводник. Phys. Rev. Lett. 129, 267701 (2022).

ADS Google Академия

Двир, Т. и др. Реализация минимальной цепи Китаева в связанных квантовых точках. Nature 614, 445–450 (2023).

ADS Google Академия

Зателли, Ф. и др. Надежные нулевые моды Майораны для бедных с использованием состояний Ю-Шибы-Русинова. Национальное сообщество. Пересмотр 15, 7933 (2024).

Google Академия

тен Хааф, СЛД и др. Двухцентровая цепочка Китаева в двумерном электронном газе. Nature 630, 329–334 (2024).

ADS Google Академия

тен Хааф, СЛД и др. Наблюдение краевых и объёмных состояний в трёхцентровой цепочке Китаева. Nature 641, 890–895 (2025).

Google Академия

Бордин, А. и др. Повышенная стабильность Майораны в трёхцентровой цепи Китаева. Nat. Nanotechnol. 20, 726–731 (2025).

Google Академия

Пан, Д. и др. In situ эпитаксия ультратонких нанопроволок InAs-Al чистой фазы для квантовых устройств. Chin. Phys. Lett. 39, 058101 (2022).

ADS Google Академия

Скачать ссылки

Работа выполнена при поддержке Национальной программы ключевых исследований и разработок Китая (2022YFA1403400); Национального фонда естественных наук Китая (12074417, 92065203, 92365207, 12374459, 61974138, 92065106 и 12474049); Программы стратегических приоритетных исследований Китайской академии наук (XDB33000000); Центра пользователей экстремальных условий с синергетической структурой, спонсируемого Национальной комиссией по развитию и реформам; и Программы инноваций в области квантовой науки и технологий (2021ZD0302600 и 2021ZD0301800). DP выражает благодарность Ассоциации содействия молодежным инновациям Китайской академии наук (2017156 и Y2021043).

Вклад следующих авторов был одинаковым: Шан Чжу, Ивэнь Ма.

Пекинская национальная лаборатория физики конденсированных сред, Институт физики, Китайская академия наук, Пекин, 100190, Китай

Шан Чжу, Ивэнь Ма, Цзянбо Хэ, Сяочжоу Ян, Чжунмоу Цзя, Мин Вэй, Ипин Цзяо, Цзечжун Хэ, Энна Чжо, Бинбин Тонг, Цзивэй Доу, Пэйлин Ли, Цзе Шен, Сяохуэй Сун, Чжаочжэн Лю, Гуантун Лю, Ли Лу и Фаньмин Цюй

Университет Китайской академии наук, Пекин, 100049, Китай

Шан Чжу, Ивэнь Ма, Сяочжоу Ян, Чжунмоу Цзя, Мин Вэй, Цзечжун Хэ, Энна Чжо, Ли Лу и Фаньмин Цюй

Ключевая лаборатория низкоразмерных квантовых структур и квантового управления Министерства образования, Физического факультета и Центра синергетических инноваций квантовых эффектов и приложений, Хунаньский педагогический университет, Чанша, 410081, Китай

Цзянбо Хэ

Факультет физики, Нанькайский университет, Тяньцзинь, 300071, Китай

Ипин Цзяо и Сюевэй Цао

Хэфэйская национальная лаборатория, Хэфэй, 230088, Китай

Бинбин Тонг, Пэйлин Ли, Сяохуэй Сун, Чжаочжэн Лю, Гуантун Лю, Ли Лу и Фаньмин Цюй

Государственная ключевая лаборатория сверхрешеток и микроструктур, Институт полупроводников, Китайская академия наук, Пекин, 100083, Китай

Донг Пан и Цзяньхуа Чжао

Национальная ключевая лаборатория спинтроники, Международный инновационный институт Ханчжоу, Бэйханский университет, Ханчжоу, 311115, Китай

Цзяньхуа Чжао

Кафедра физики Тяньцзиньского университета, Тяньцзинь, 300072, Китай

Бо Лу

Поиск автора на: PubMed Google Scholar

Поиск автора на: PubMed Google Scholar

Поиск автора на: PubMed Google Scholar

Поиск автора на: PubMed Google Scholar

Поиск автора на: PubMed Google Scholar

Поиск автора на: PubMed Google Scholar

Поиск автора на: PubMed Google Scholar

Поиск автора на: PubMed Google Scholar

Поиск автора на: PubMed Google Scholar

Поиск автора на: PubMed Google Scholar

Поиск автора на: PubMed Google Scholar

Поиск автора на: PubMed Google Scholar

Поиск автора на: PubMed Google Scholar

Поиск автора на: PubMed Google Scholar

Поиск автора на: PubMed Google Scholar

Поиск автора на: PubMed Google Scholar

Поиск автора на: PubMed Google Scholar

Поиск автора на: PubMed Google Scholar

Поиск автора на: PubMed Google Scholar

Поиск автора на: PubMed Google Scholar

Поиск автора на: PubMed Google Scholar

Поиск автора на: PubMed Google Scholar

FQ задумал проект. SZ изготовил устройства с помощью JH, ZJ, MW, YJ, JH и EZSZ выполнил транспортные измерения с помощью JH, XY и ZLYM, а BL выполнил теоретические расчёты. DP и JZ предоставили нанопроволоки InAs. XC, BT, ZD, PL, JS, XS, GL, LL участвовали в обсуждении и редактировании рукописи.

Переписка с Дун Панем, Бо Лу, Ли Лу или Фаньмин Цюй.

Авторы заявляют об отсутствии конфликта интересов.

Журнал «Communications Physics» благодарит анонимных рецензентов за их вклад в рецензирование данной работы. Файл рецензии доступен.

Примечание издателя: Springer Nature сохраняет нейтралитет в отношении юрисдикционных претензий к опубликованным картам и институциональной принадлежности.

Открытый доступ Эта статья лицензирована в соответствии с лицензией Creative Commons Attribution-NonCommercial-NoDerivatives 4.0 International, которая разрешает любое некоммерческое использование, распространение, распространение и воспроизведение на любом носителе или в любом формате при условии указания автора(ов) и источника, ссылки на лицензию Creative Commons и указания, изменяли ли вы лицензированный материал. В соответствии с этой лицензией у вас нет разрешения на распространение адаптированного материала, полученного из этой статьи или ее частей. Изображения или другие сторонние материалы в этой статье включены в лицензию Creative Commons статьи, если иное не указано в строке кредита на материал. Если материал не включен в лицензию Creative Commons статьи и предполагаемое вами использование не разрешено законодательным регулированием или выходит за рамки разрешенного использования, вам необходимо получить разрешение непосредственно у владельца авторских прав. Чтобы просмотреть копию этой лицензии, посетите http://creativecommons.org/licenses/by-nc-nd/4.0/.

Перепечатки и разрешения

Чжу С., Ма Ю., Хэ Дж. и др. Диодный эффект Джозефсона в молекулах Андреева на основе нанопроволок. Common Phys 8, 330 (2025). https://doi.org/10.1038/s42005-025-02237-4

Скачать цитату

Получено: 3 апреля 2025 г.

Принято: 22 июля 2025 г.

Опубликовано: 14 августа 2025 г.

DOI: https://doi.org/10.1038/s42005-025-02237-4

Любой, с кем вы поделитесь следующей ссылкой, сможет прочитать этот контент:

Извините, в настоящее время ссылка для общего доступа к этой статье недоступна.

Предоставлено инициативой по обмену контентом Springer Nature SharedIt