МИКРОЭЛЕКТРОНИКА, 2014, том 43, № 6, с. 403-414
КВАНТОВЫЕ КОМПЬЮТЕРЫ
УДК 530.145
КВАНТОВЫЕ ВЫЧИСЛЕНИЯ НА КВАНТОВЫХ ТОЧКАХ В ПОЛУПРОВОДНИКОВЫХ МИКРОРЕЗОНАТОРАХ. ЧАСТЬ II © 2014 г. А. В. Цуканов, И. Ю. Катеев
Физико-технологический институт Российской АН E-mail: tsukanov@ftian.ru, ikateyev@mail.ru Поступила в редакцию 08.04.2014 г.
Мы продолжаем рассматривать твердотельные гибридные системы, образованные полупроводниковыми квантовыми точками и микрорезонаторами, которые интегрированы в единую оптическую сеть. Во второй части основное внимание будет уделено методам исследования и схемам измерения их спектров и зависимостей населенностей энергетических уровней от времени. Будут представлены результаты экспериментов, иллюстрирующие современный уровень контроля квантового состояния таких систем.
DOI: 10.7868/S054412691406009X
1. ВВЕДЕНИЕ
Теоретический анализ свойств систем на основе квантовых точек (КТ), взаимодействующих с микрорезонаторами (МР), предсказывает появление в спектрах каждой из подсистем специфических особенностей, отражающих их гибридизацию (см. первую часть обзора [1]). Вторая часть нашего обзора будет посвящена методам экспериментального исследования спектров и динамики твердотельных наносистем типа "КТ + МР". Помимо широко известных в квантовой оптике подходов, таких, как измерение фотолюминесценции и мониторинг зависимости населенности КТ от времени, мы познакомимся с базовыми принципами рефлектометрических и трансмиссионных измерений, предложенных сравнительно недавно и дающих возможность тестировать оптические свойства данных объектов на одно-фотонном уровне. Будут представлены основные результаты экспериментов, полученные за последние несколько лет.
2. ЭКСПЕРИМЕНТАЛЬНЫЕ МЕТОДЫ ИССЛЕДОВАНИЯ СВОЙСТВ КТ В РЕЗОНАТОРАХ
Как мы увидели, описание динамики КТ с помощью уравнений (10)—(13) (см. часть I [1]) базируется на знании феноменологических величин (констант взаимодействия и скоростей диссипации), входящих в них. Вычисление этих величин в рамках той или иной микроскопической модели, в свою очередь, требует учета распределения экситонной (электронной) плотности в состояниях КТ, координатной зависимости напряженности полей собственных мод МР, расположения
КТ в МР и взаимной ориентации их осей симметрии и т.д., и поэтому является довольно сложной процедурой. В качестве альтернативного пути определения параметров твердотельных оптических квантовых систем были разработаны оригинальные экспериментальные методики. Самым распространенным способом изучения гибридных систем в режиме как сильного, так и слабого взаимодействия КТ и МР остается измерение спектров фотолюминесценции (ФЛ). В нерезонансном режиме на спектре ФЛ образца наблюдаются пики, соответствующие частотам независимых мод МР и частотам переходов в КТ. Интересно, что источником ФЛ от обеих подсистем служат фотоны, испускаемые КТ за счет рекомбинации экситонов, которые генерируются внешним электромагнитным полем. При настройке КТ и МР в резонанс любым из описанных в п. 2 части I методов данные пики начинают сближаться. В условиях режима слабого взаимодействия они перекрываются, и возникает один общий максимум от КТ и резонатора. При соблюдении условий режима сильного взаимодействия при совпадении частот КТ и МР наблюдается двойной пик (расщепление Раби). В общих чертах схема измерения спектров ФЛ выглядит следующим образом. Система помещается в гелиевый криостат и охлаждается до температур 4.2—50 К. Электрон-дырочные пары в КТ возбуждаются лазером с фиксированной или изменяемой длиной волны Лазерный луч фокусируется на поверхности образца непосредственно над КТ объективом конфокального микроскопа с апертурой от 0.4 до 0.75, при этом размер светового пятна составляет несколько микрон. Испущенные системой рекомбинационные фотоны с длиной волны
(а)
1ё> 1с> —
Юс
8о
! ' ; \DaJb, 0с)
}
I 5
!*, 0С)
(б)
Р+)
; Ос) ^
ЬРР
КО, ос)
\Оаь, 0С)
8, 0С)
Рис. 1. Схема оптических переходов между основным состоянием и состояниями одноэкситонного мультиплета изолированной КТ (а). Одно из состояний мультиплета, может обмениваться фотоном с МР с частотой Раби g. Схема оптических переходов между вакуумным состоянием (б) гибридной системы "КТ + МР", поляритонными со-
• Поле моды МР взаимодействует с только с | Ху,
стояниями | р±) и состоянием | Поле моды МР взаимодействует с только с | Х^,,0^ — состоянием КТ [5].
8
Хет собираются тем же объективом, направляются в спектрометр и детектируются ПЗС-камерой. Для определения скорости спонтанной эмиссии фотонов используется спектроскопия с временным разрешением. В этом случае образец облучается импульсным лазером, а детектирование фотонов осуществляется лавинным фотодиодом [2, 3] или сверхпроводниковым однофотонным детектором [4].
Какие данные можно получить об оптической системе с помощью анализа спектров ФЛ? В первую очередь, с точки зрения применения КТ в качестве функциональных элементов высокотехнологичных устройств практическую ценность представляет информация о том, в каком из режимов находятся КТ и МР. Как уже упоминалось выше, ответить на этот вопрос можно, исследуя структуру спектра вблизи резонанса частот КТ и МР: синглет (дублет) указывает на достижение режима слабого (сильного) взаимодействия. Это предопределяет пути дальнейшего использования данной системы. Вместе с тем, не всегда удается определить, какой именно из оптических переходов КТ вносит вклад в спектр ФЛ. Процедура идентификации спектральных линий одиночной КТ (1пАз) в L3-резонаторе (0 = 16000 для Хс = = 931.5 нм) при Т = 4.2 К была продемонстрирована авторами работы [5]. Поскольку одноэкси-тонное состояние КТ представляет собой электрон-дырочную пару, в которой проекция спина электрона принимает значения ±1/2, а проекция псевдоспина дырки — значения ±3/2, то проекция полного углового момента может иметь всего четыре значения, М = ±1, ±2. Собственные векторы
| ^ = (| +2 ± | -2))//2, формирующиеся из линейных комбинаций магнитных состояний с М = ±2, являются "темными" состояниями, поскольку
излучательная рекомбинация таких экситонов, сопровождающаяся переходом КТ в вакуумное состояние, запрещена правилами отбора, согласно которым проекция углового момента может меняться на величину АМ = ±1. Состояния же
= (| + 1) ± |-1))/л/2 представляют собой "светлые" состояния, распадающиеся с испусканием одного фотона. Обменное взаимодействие спинов дырки и электрона приводит к расщеплению 50 ~ ~ 100—200 мкэВ "темного" и "светлого" дублетов, а также к внутридублетному расщеплению <30 мкэВ, см. рис. 1а. Кроме того, геометрические параметры МР были выбраны таким образом, что электрическое поле его основной моды направлено по оси у, перпендикулярной оси L3-дефекта. Следовательно, только состояние |х°,0^ (1 у-экситон в КТ, 0 фотонов в МР) будет эффективно взаимодействовать с состоянием |0,1) (0 экситонов в КТ, 1 фотон в МР) за счет обмена квантом, в то время как состояние |х.°,0^ будет изолировано от моды
МР. Данное взаимодействие, как мы знаем, приводит к формированию поляритонного дублета
Джейнса—Каммингса, | р±) = ( ± 10,1 ^л/2, как показано на рис. 1б. Авторы работы [5] возбуждали переходы в системе с помощью лазера накачки = 818 нм, Р = 10 нВт) и анализировали ФЛ посредством спектрометра с разрешением 30 мкэВ. Длина волны МР Хс сканировалась в интервале от 931.5 до 936 нм за счет осаждения молекул газа на поверхности полупроводника (см. часть I). На рис. 2 приведена зависимость интенсивности ФЛ как функция длин волн Хс и Хет. Нетрудно видеть, что эмиссионный спектр демонстрирует несколько антипересечений, отождествленных авторами с состояниями Х+ (1 экситон и 1 дырка), X0 (ней-
тральный экситон) и XX0 (нейтральный биэкси-тон) в порядке возрастания Хет. Наибольшая величина расщепления, 316 мкэВ, наблюдается для дублета |р±) поляритонных состояний в группе линий X0, тогда как для состояний Х+ эта величина составляет 205 мкэВ. Проведя дополнительную обработку данных, авторы обнаружили синглет-
ную линию X X, а также линии X1- и X2-, отвечающие одно- и двукратно отрицательно заряженным экситонам (трионам). Им удалось доказать влияние на спектр сверхтонкого взаимодействия экси-тонов КТ с ядерными спинами кристаллической решетки, приводящего к гибридизации "темного" и "светлого" дублетов.
В большинстве работ лазерная накачка КТ осуществляется нерезонансно. В этом случае электрон-дырочные пары генерируются в "смачивающем" слое гетероструктуры за счет поглощения фотонов с энергией, превышающей энергию экси-тона в КТ Затем, вследствие рассеяния на фононах кристаллической решетки, они теряют энергию, захватываются КТ и, в конечном счете, рекомби-нируют с испусканием кванта ФЛ. Данный способ возбуждения оптических переходов имеет ряд недостатков (см. ниже) и не может быть использован для адресного когерентного воздействия на КТ. Усовершенствование методики, продемонстрированное в работе [6], заключается в применении способа резонансной накачки КТ (МР) импульсным лазером, с последующим измерением эмиссии от МР (КТ). Несмотря на большую отстройку частот подсистем, энергия возбуждения распределяется между ними за счет диссипативных эффектов. Такой подход дает возможность получить спектр КТ с очень высоким разрешением.
Проведя идентификацию спектральных линий, можно переходить к определению параметров КТ и МР. Перечислим вкратце основные методы, позволяющие найти все величины, которые характеризуют гибридную систему. Скорость диссипации к фотонов в МР (или добротность Q) определяют в условиях интенсивного облучения системы внешним лазером, переводящим КТ в режим насыщения, благодаря чему основной вклад в уширение спектральной линии вносит именно процесс ухода фотонов из резонатора. Скорость релаксации у КТ определяют как декремент затухания графика заселенности ее возбужденного состояния от времени при больших отстройках Ъас частот КТ и МР. Скорость дефазировки уа КТ находят путем интерферометрического анализа сигнала ФЛ в схеме Хонга-Оу-Манделя. Зная все эти параметры и фиксируя отстройку вблизи резонанса, можно рассчитать коэффициент взаи
Для дальнейшего прочтения статьи необходимо приобрести полный текст. Статьи высылаются в формате PDF на указанную при оплате почту. Время доставки составляет менее 10 минут. Стоимость одной статьи — 150 рублей.