Письма в ЖЭТФ, том 89, вып. 1, с. 38-43
© 2009 г. 10 января
Влияние некогерентного рассеяния поляритонов на динамику стимулированного поляритон-поляритонного рассеяния в СаАэ
микрорезонаторах
А. А. Деменевг\ А.А.Щёкин, А.В.Ларионов, В. Д.Кулаковский
Институт физики твердого тела РАН, 142432 Черноголовка, Московская обл., Россия Поступила в редакцию 24 ноября 2008 г.
Обнаружено сильное влияние межзонной подсветки на динамику поляритон-поляритонного параметрического рассеяния в плоских СаЛк микрорезонаторах при резонансном фотовозбуждении выше точки перегиба поляритонной дисперсионной кривой: подсветка с плотностью мощности ~ 0,1% от резонансной приводит к понижению пороговой плотности для возникновения стимулированного рассеяния, превышающему 15%. Показано, что эффект связан с изменением резонансной энергии накачиваемой моды в результате увеличения концентрации долгоживущих экситоноподобных поляритонов, образующихся в результате рассеяния резонансно возбуждаемых поляритонов на фотовозбужденных свободных носителях.
РАСБ: 73.21.La, 75.50.Рр, 78.47.+р
Квазидвумерные экситонные поляритоны в полупроводниковых микрорезонаторах (МР) с квантовыми ямами (КЯ) в активном слое, формирующиеся благодаря сильному экситон-фотонному взаимодействию, демонстрируют целый ряд интересных свойств, обусловленных сочетанием у этих частиц квазидвумерности, бозевой статистики, уникального закона дисперсии с очень малой эффективной массой Ю-4 массы свободного электрона) и наличия точки перегиба в дисперсии в области световых квазиимпульсов [1, 2]. Одним из наиболее интересных свойств является стимулированное параметрическое поляритон-поляритонное рассеяние (СППР), имеющее чрезвычайно низкий порог при возбуждении вблизи точки перегиба дисперсии нижней поляритонной ветви (НПВ) Е£р(к). Рассеяние приводит к появлению сигнальной и холостой мод с латеральными квазиимпульсами кя ~ 0 и и 2кр, соответственно, где кр - импульс возбуждения [3-6]. Это явление не укладывается в рамки стандартной модели четырехволнового смешивания, предсказывающей рассеяние поляритонов в состояния на Е^р{к): при вариации энергии и импульса возбуждающего лазерного луча в широких пределах вблизи точки перегиба Еьр(к) сигнальная и холостая моды сохраняют свое положение в кя ~ 0 и и 2кр, соответственно, а закон сохранения энергии выполняется при этом за счет сдвига этих мод выше поляритонной ветви [7, 8].
Ч e-mail: demeneveissp.ac.ru
Для объяснения природы СППР было предложено несколько моделей трехмодового оптического параметрического осциллятора (ОПО) [6,9-12]. Сигнальная мода ks = 0 попадает в область разрешенных значений ks, предсказываемых в рамках этих моделей, однако остается неясной причина отсутствия сдвига сигнала из ks ~ 0 при вариации возбуждения в широком интервале энергий и волновых векторов вблизи точки перегиба Elp. Эта особенность нашла объяснение только в рамках модели когерентного многомо-дового ОПО, основанной на системе полуклассических уравнений Гросса-Питаевского для экситонной поляризации T(k,t) в КЯ и уравнения Максвелла для электрического поля £gw(fc,i) на КЯ внутри МР и учитывающей парные взаимодействия между всеми НП модами [13-16]. Однако и эта модель оказалась недостаточной для количественного описания величины порога СППР Pthr [16]. В частности, остается необъясненным уменьшение с увеличением температуры, обнаруженное в исследованиях МР с отрицательной расстройкой фотонной и экситонной мод
Ес - Ех < 0 [17].
Необычное поведение порога стимулированного рассеяния с ростом температуры указывает на то, что существенную роль в развитии СППР может играть не только НП-НП-рассеяние. Это предположение нашло подтверждение в экспериментах с использованием слабого дополнительного фотовозбуждения свободных носителей, в которых было обнаружено, что подсветка на уровне десятых процента от величины мощности резонансной накачки приводит к по-
Рис.1. Эволюция излучения из МР, регистрируемого в направлении нормали к плоскости МР (к = 0), при резонансном возбуждении на 0.5 мэВ выше Еьр(кр ~ fcnfl) без и с дополнительным нерезонансным возбуждением выше ширины запрещенной зоны GaAs: (а) Ргез = 13.4кВт/см2, РНеме = 0; (Ь) Pres = 13.4кВт/см2, РнеЫе = 1 Вт/см2; (с) Pres = 13.4кВт/см2, РнеЫе = 6 Вт/см2; (d) Pres = 15.6 кВт/см2, РнеЫе = 0. Форма импульса возбуждения показана сплошной линией. Сигнал стимулированного параметрического поляритон-поляритонного рассеяния обозначен как SPPS
Место для тонового рисунка
нижению Р^г на десятки процентов [17]. В данной работе для определения механизма влияния процессов некогерентного поляритонного рассеяния на развитие СШ1Р проведены времяразрешенные исследования сигнала СШ1Р и отклика поля £дцг(к,1) на импульсное резонансное возбуждение. Для управления величиной рассеяния была использована слабая межзонная подсветка МР ЕЫМе-лазером. Фотовозбужденные свободные носители в МваАв КЯ эффективно рассеивают НП [17, 18]. С помощью использованной методики исследовано влияние некогерентных процессов рассеяния НП как на собственную неустойчивость возбуждаемой НП моды, так и на ее неустойчивость относительно параметрического поляритон-поляритонного распада.
Для исследований была использована МР структура, состоящая из двух брэгговских зеркал с 17(20) повторяющимися слоями А/4 Alo.13Gao.g7As/AlAs в переднем (заднем) зеркалах и активного слоя толщиной ЗА/2 между ними. Активный слой состоял
из б Ino.oeGao.94As/GaAs КЯ толщиной 7нм, встроенных в пучности электромагнитного поля. Раби-расщепление взаимодействующих экситонной и фотонной мод составляло бмэВ.
Образец был расположен в оптическом криоста-те в парах гелия при температуре 7К. Резонансное возбуждение осуществлялось лазерными импульсами длительностью ~1нс и частотой повторений 5 кГц. Импульсы были получены путем пропускания пико-секундных импульсов титан-сапфирового (ИБр) лазера через длинный многомодовый световод и имели спектральную полуширину ~0.8мэВ. Пиковая мощность возбуждения варьировалась от 0 до 20 кВт.
Возбуждение образца осуществлялось под углом <р = 14° к нормали МР (соответствующий пленарный волновой вектор к = {ш/с)зш.<р = 1.8- 104см-1 ~ ~ к-тя)- Для изучения динамики излучения из МР использовалась стрик-камера с временным разрешением 80 пс и спектральным разрешением 0.2 мэВ. Неравновесные свободные носители в ЬгваАв КЯ
возбуждались с помощью нерезонансной подсветки HeNe-лазером. Лучи обоих лазеров фокусировались на образец в пятно размером 100 мкм. Исследование проводилось в МР с отрицательной расстройкой экси-тонной и фотонной мод Ä = Ее — Ех = ^2мэВ.
На рис.1 показана эволюция излучения из МР, регистрируемого в направлении нормали к плоскости МР (к = 0), при резонансном возбуждении на 0.5 мэВ выше Eip(kp ~ fcmfl) без и с дополнительным нерезонансным возбуждением выше ширины запрещенной зоны GaAs. Форма импульса возбуждения показана сплошной линией. Интенсивность возбуждающего импульса /ext (t) нарастает в течение времени t и 100 пс и затем монотонно уменьшается, примерно в 3 раза, при t и 1нс. В дальнейшем для характеристики величины плотности возбуждения мы будем использовать ее величину в максимуме импульса, Pres = max(Jext(i))-
Рис.1а и d показывают зависимости интенсивности излучения при Pres на ~ 8% ниже и выше порога стимулированного рассеяния, Pthn соответственно, в отсутствие межзонной подсветки. При Pres = 13.4 кВт/см2 < Pjhr интенсивность излучения на переднем фронте импульса растет, а на заднем - уменьшается сверхлинейно с Iext. Спектральное положение максимума излучения остается неизменным, Es = 1455.6 мэВ. Увеличение Pres на 15% с 13.4 до 15.6 кВт/см2 приводит к качественному изменению динамики излучения. Кроме пика на 1455.6 мэВ с максимумом при t и 0.15 нс, в излучении появляется еще один пик, сдвинутый в сторону больших энергий на ~0.3мэВ. Он появляется с задержкой ~ 0.3^0.4 не и достигает максимума при t и 0.9 не, когда Iext уже уменьшилась больше, чем в 2 раза. Этот пик отвечает стимулированному НП-НП-рассеянию, его интенсивность растет пороговым образом с дальнейшим увеличением Pres [19]. Фиолетовый сдвиг энергии излучения обусловлен перенормировкой энергии НП в плотной поляритонной системе.
На рис.1Ь и с приведена эволюция излучения НП С к и 0 при Pres = 13.4 кВт/см2 < Pthr В условиях дополнительного возбуждения HeNe-лазером с PHeNe = 1 и 6Вт/см2, соответственно. Оценка плотности носителей, возбуждаемых HeNe-лазером при PHeNe = 1 Вт/см2, дает величину п < 3 • 10® см-2 на одну квантовую яму (при оценке учтено поглощение в GaAs слоях зеркала). Интенсивность излучения поляритонов при возбуждении только HeNe-лазером пренебрежимо мала, она на 2-3 порядка меньше излучения, возбуждаемого резонансно. Тем не менее, из сравнения спектров на рис.la, Ь,с видно, что под-
светка Не№-лазером приводит к значительному увеличению сигнала, причем влияние подсветки нарастает со временем. На рис.1Ь видно, что уже при РнеИе = 1 Вт/см2 развивается СППР. Спектральное положение сигнала СППР при этом совпадает с его положением при резонансном возбуждении без подсветки, показанном на рис. 1(1. Увеличение РнеИе Д° 6 Вт/см2 приводит к росту сигнала СППР почти на порядок.
Рис.2Ь иллюстрирует поведение интегральной интенсивности излучения поляритонов по нормали к
10
й § .2 ^
и р
О
Л
•2 •£
% &
z (b)
№
^ 0.1
0.01
б S
о з
£ § ^ о
0
1457.7
б С
О к>
1457.4
S ^ " е
о
Е-
1457.1 Qj
(a)
-(c)
2 2 Pres (kW/cm ) PHeNe (W/cm )
0
0.5
T (ns)
1.0
Рис.2. Зависимости: (b) интегральной интенсивности излучения поляритонов по нормали к плоскости МР, Is(i); (с) сигнала пропускания Itr{t)\ (d) его спектрального положения Efr(t) от времени при двух плотностях возбуждения Ртеа в окрестности порога СППР без и с подсветкой HeNe-лазером. Форма импульса возбуждения показана на (а)
плоскости МР, Is(t), при двух плотностях возбуждения Pres в окрестности порога СППР без и с подсвет-
0
1
2
1
кой HeNe-лазером. На рисунке видно, что при Pres = = 13.4 кВт/см2 подсветка HeNe-лазвром с РнеШ = = б Вт/см2 эквивалентна увеличению Pres более чем на 2кВт/см2. При
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.