Boost de l'émission de photons uniques par couplage parfait du mode boîte quantique InAs/GaAs et cavité micropilier

Introduction

La source de lumière quantique qui émet des photons uniques est le dispositif clé du traitement de l'information quantique [1–3]. Une efficacité d'extraction de photons élevée, une forte suppression de l'émission de plusieurs photons et une indiscernabilité élevée [4] des photons uniques émis sont souhaitées. Parmi toutes les manières de réaliser des sources lumineuses quantiques telles que les systèmes atomiques [5], la down-conversion paramétrique [6] ou les centres de lacunes dans le diamant [7, 8], les points quantiques (QD) semi-conducteurs InAs/GaAs sont des candidats prometteurs pour réaliser sources de lumière quantique monolithiques pratiques pour la communication quantique et d'autres applications telles que la détection améliorée quantique [9] ou l'imagerie quantique [10]. Les avantages des QD InAs/GaAs incluent une largeur de raie extrêmement étroite [4], une émission stable et à la demande avec un taux d'émission de photons unique élevé (peut être amélioré par le couplage de cavité) [11], facile à régler grâce à des champs multiples physiques [12 –14], plus adapté à la sortie de couplage de réseau de fibres [15], et la longueur d'onde est accordable (840 ∼1300 nm à l'heure actuelle) pour une application potentielle d'information quantique de télécommunications [16]. Malgré ses avantages, le problème clé pour réaliser une source de photons uniques QD est de savoir comment améliorer davantage la luminosité (c'est-à-dire les taux de comptage) de la source de photons uniques, ce qui améliorera considérablement l'efficacité de la transmission d'informations quantiques [4]. Par conséquent, il est nécessaire d'améliorer l'efficacité d'extraction de l'émission QD et d'améliorer leur luminosité en couplant les QD avec des microcavités, y compris des micropiliers [11], des microdisques [17], des cristaux photoniques [18] et des microstructures comme les microlentilles [19-22 ]. Parallèlement, l'interaction lumière-matière de différents systèmes et l'effet de couplage dans le domaine visible et infrarouge ont été largement étudiés [23-27]. Ces dernières années, l'étude des QD de semi-conducteurs intégrés dans des cavités à micropiliers et de leurs effets électrodynamiques dans la cavité a attiré une grande attention pour un Q élevé. valeur, faible volume de mode [11], et sa commodité en sortie de couplage de fibre directe [28-33]. De plus, un couplage résonant parfait du mode de cavité avec la longueur d'onde de luminescence QD est un autre défi clé [34, 35]. Dans ce travail, un phénomène de croisement prononcé de l'énergie des excitons et du mode de cavité micropilier (Q 3800) et une augmentation de l'intensité d'émission d'excitons ont été observés et un processus expérimental d'étalonnage précis du mode cavité a été proposé, ce qui permet d'obtenir un couplage parfait du mode cavité micropilier et la longueur d'onde des QD, puis produire une source de photons uniques avec une luminosité élevée et une pureté élevée des photons uniques.

Méthodes

L'échantillon étudié a été cultivé par MBE à source solide (système VEECO Gen930) sur un substrat GaAs(001) semi-isolant. La structure de l'échantillon se compose, en séquence, d'une couche tampon GaAs de 500 nm d'épaisseur, 25,5 paires Al _0,9 Ga _0.1 DBR inférieur As/GaAs, un λ -cavité GaAs épaisse, et 15 paires Al _0.9 Ga _0.1 As/GaAs supérieur DBR avec la même période. Au centre d'un λ -cavité GaAs épaisse, la couche active InAs/GaAs QDs pour l'émission de photons uniques a été développée en mode de croissance Stranski-Krastanov avec un gradient de quantité de dépôt d'indium sur puce afin que certaines régions satisfassent à la quantité de dépôt appropriée pour la formation QD unique diluée avec la longueur d'onde d'émission d'excitons autour de 910 ∼930 nm [36]. La couche supérieure de la couche InAs QDs est une couche de gaine GaAs de 10 nm d'épaisseur. Au-dessus de la couche de revêtement se trouve un Be δ -couche de dopage avec une densité de dopage moyenne des feuilles d'environ 2×10 ⁸ c m ⁻² pour augmenter la luminosité QD [37, 38], et les structures schématiques globales de l'échantillon formel ont été démontrées dans la Fig. 1b.

un Les spectres de réflexion à température ambiante (T =300K) de l'échantillon pré-cultivé avec 6,5 paires de DBR inférieur et 4 paires de DBR supérieur et de l'échantillon formel après le processus d'étalonnage précis en mode cavité avec 25,5 paires de DBR inférieur et 15 paires de DBR supérieur. b Structures schématiques de l'échantillon formel. c Image au microscope électronique à balayage (MEB) de la cavité du micropilier avec un diamètre de 2,0 μ m et hauteur de 6,5 μ m

Afin de coupler parfaitement le mode de cavité DBR avec la longueur d'onde d'émission d'InAs QD, nous avons effectué un processus d'étalonnage précis du mode de cavité. Le processus d'étalonnage est le suivant :tout d'abord, déterminer la longueur d'onde d'émission d'excitons QD unique InAs/GaAs par μ Spectroscopie PL (généralement, 920 nm à 10 K); puis, cultivez un échantillon QD pré-cultivé avec moins d'Al _0.9 Ga _0.1 Périodes As/GaAs DBR (6,5 paires inférieures et 4 paires supérieures DBR) avec les épaisseurs définies par λ /4n (λ :la longueur d'onde centrale conçue de la cavité DBR, n :indice de réfraction du matériau); après croissance de l'échantillon pré-cultivé, mesurer ses spectres de réflexion optique à 300 K et 77 K respectivement pour obtenir le taux de décalage du mode de la cavité ; puis, définissez le rapport de non-concordance de l'épaisseur du DBR à la même température ; car ici, nous avons défini la position de mode de cavité mesurée de l'échantillon pré-cultivé (par exemple, λ 1) et le rapport de non-concordance est λ /λ 1 de sorte que nous développons l'échantillon formel (25,5 paires de DBR inférieur et 15 paires supérieur) avec l'épaisseur du DBR (c'est-à-dire le temps de croissance) multipliant le rapport de non-concordance. Les échantillons cultivés par cette méthode peuvent obtenir avec précision une correspondance de phase parfaite dans la microcavité DBR telle que conçue, se couplant ainsi avec la longueur d'onde d'émission des QD InAs uniques et réalisant une amélioration optimale de l'émission QD.

Dans ce travail, les réseaux de micropiliers ont été fabriqués sur les échantillons QD couplés à la cavité DBR par photolithographie par faisceau d'électrons (EBL) et gravure par plasma couplé inductif (ICP); le numéro de série est conçu et fabriqué à la surface de l'échantillon pour identifier chaque micropilier. Dans les mesures de spectres PL à température réglée, l'échantillon a été refroidi dans un cryostat à bain sans cryogène avec une température finement réglée de 4 K à 60 K et excité par un laser He-Ne à la longueur d'onde de 632,8 nm. La configuration du microscope confocal avec une lentille d'objectif (NA, 0,70) focalise le laser en un point d'un diamètre de 2 μ m et collecte efficacement la luminescence dans un spectrographe, ce qui permet de balayer la micro-région pour rechercher des raies spectrales d'excitons QD uniques. Micro-photoluminescence (μ PL) a été détecté par un monochromateur de focale de 0,75 m de long équipé d'un détecteur Si CCD refroidi à l'azote liquide pour le spectrographe. La tranche d'atténuation a été définie dans le système spectral pour régler la puissance d'excitation, afin d'identifier le style d'exciton. Pour étudier le phénomène de couplage de l'exciton et du mode cavité, le μ Les spectres PL ont été mesurés à diverses températures stables allant de 6 à 45 K. Pour étudier la durée de vie radiative de l'exciton, une carte de comptage de photons uniques à corrélation temporelle (TCSPC) a été utilisée pour des μ résolus en temps. mesure PL. Pour mesurer la fonction d'autocorrélation de second ordre g ⁽²⁾ (τ ). taux de comptage d'obscurité, 80 coups/s ; temps mort, 45 ns) et un module de comptage de coïncidences temporelles.

Résultats et discussion

La figure 1a montre les spectres de réflexion à température ambiante (T =300 K) de l'échantillon pré-cultivé avec 6,5 paires de DBR inférieur et 4 paires de DBR supérieur et de l'échantillon formel après le processus d'étalonnage en mode cavité avec des piles de DBR de 25,5 paires inférieures et 15 paires supérieures. Le processus d'étalonnage du mode de cavité consiste à comparer le mode de cavité fondamental central mesuré (933,5 nm d'échantillon pré-cultivé à 300 K) avec la longueur d'onde d'émission de InAs QD (917,5 nm à 6,0 K), puis de convertir les deux en la même température pour obtenir le rapport de non-concordance. Lors de la croissance de l'échantillon formel, multipliez le temps de croissance du DBR par le rapport de non-concordance pour obtenir un étalonnage précis du mode de cavité à coupler avec la longueur d'onde d'émission des QD InAs uniques. En comparant les spectres de réflexion de l'échantillon pré-cultivé et de l'échantillon formel, la position du mode cavité a été déplacée de 933,5 à 941,0 nm comme prévu. La figure 1c montre l'image au microscope électronique à balayage (MEB) de la cavité du micropilier. Comme le montre l'image SEM, les micropiliers d'un diamètre de 2,0 μ m et une hauteur de 6,5 μ m ont des parois latérales très lisses et une apparence de structure de haute qualité, et les QD InAs ont été intégrés dans un λ -cavité GaAs épaisse et prise en sandwich entre des piles DBR inférieures de 25,5 paires et supérieures de 15 paires afin d'améliorer l'efficacité de la collecte des photons.

La figure 2a montre la ligne d'exciton (X) à 917,24 nm et la ligne de mode de cavité (CM) à 917,54 nm, ce qui est la circonstance typique de non-résonance du QD intégré dans une cavité micropilier. Afin de coupler parfaitement le mode de cavité DBR avec la longueur d'onde d'InAs QD, un processus de calibrage précis du mode de cavité a été réalisé. Après étalonnage, le mode cavité s'est parfaitement couplé avec le QD, ce qui montre sur la Fig. 2b où il n'y a que la raie X à 919,10 nm. En résonance, par rapport aux circonstances sans résonance, l'intensité PL de la ligne X s'améliore considérablement de 42k à 95k cps. L'énergie de désaccord du QD et du CM est de 73,4 μ e V en fonction des résultats de l'ajustement. Selon les mesures résolues en temps des circonstances résonantes et non résonantes, le couplage parfait de QD et du mode cavité réduit la durée de vie de 0,908 à 0,689 ns, comme le montre la figure 2c. La forte augmentation de l'intensité d'émission et la diminution de la durée de vie sont liées à l'augmentation du taux d'émission spontanée pour l'exciton QD résonant en raison de l'effet Purcell [39].

un μ Spectres PL de l'exciton QD de l'échantillon non calibré à 6,0 K avec la raie exciton (X) et la raie mode cavité (CM). b μ Spectres PL de l'exciton QD de l'échantillon calibré à 6,0 K. Lignes colorées :ajustement de Lorentz des données expérimentales. c Mesures résolues dans le temps de l'échantillon non calibré et de l'échantillon calibré à 6,0 K. d En fonction de la puissance d'excitation μ Spectres PL de l'échantillon non calibré à 6,0 K ; en médaillon :intensité PL intégrée de X et CM en fonction de la puissance d'excitation dans une échelle log-log

Le μ dépendant de la puissance d'excitation Les spectres PL de InAs/GaAs QD couplés à un micropilier ont été étudiés en utilisant un laser He-Ne à onde continue (CW) pour une excitation au-dessus de la bande, comme le montre la figure 2d. Le facteur de qualité (Q ) de la cavité du micropilier est estimée à 3800. L'identification de ces raies d'émission est démontrée par leurs dépendances en puissance. Avec l'augmentation de la puissance d'excitation, l'intensité PL de la ligne X et de la ligne de mode de cavité est évidemment améliorée. L'intensité PL intégrée des lignes X et CM dans une échelle log-log montre une dépendance linéaire sous faible puissance d'excitation et saturée sous haute puissance d'excitation. Les lignes pleines correspondent linéairement aux données dans un tracé double logarithmique. Les résultats d'ajustement montrent que l'intensité PL et la puissance d'excitation ont une relation exponentielle où le n (Je ∝P ⁿ ) des raies X et CM sont respectivement de 0,85 et 0,87, indiquant que le type de raie d'émission est une raie exciton. L'écart de l'exposant par rapport à la valeur idéale attendue pour la raie des excitons (n _X =1) pourrait être dû à l'effet des centres de recombinaison non radiatifs à proximité des QD [4], qui affectent la distribution des porteurs à différentes densités de porteurs.

La figure 3a montre les spectres PL réglés en température de l'échantillon non calibré. Selon la figure 3a, la ligne exciton (X) et la ligne du mode cavité (CM) se sont déplacées à des vitesses de décalage différentes en augmentant la température de 6,0 à 45,0 K. La ligne CM est passée de 917,54 nm (6,0 K) à 918,01 nm (45,0 K) et le taux de décalage CM est de 0,018 μ eV/K, tandis que la ligne X est passée de 917,24 nm (6,0 K) à 919,07 nm (45,0 K) et que le taux de décalage X est d'environ 0,069 μ eV/K. Le taux de décalage d'émission d'excitons est supérieur au taux de décalage de mode de cavité comme prévu. En comparant les courbes des raies X et CM, les deux courbes se coupent à la température de 24,0 K, indiquant un point où l'exciton et le mode cavité atteignent la résonance à 24,0 K. A la résonance, il y a une augmentation de l'émission d'exciton et la l'augmentation observée de l'émission est d'environ 14,6 fois lorsque l'intensité maximale de l'exciton PL est passée de 6,5 × 10 ³ cps à 9,5×10 ⁴ cps. Le phénomène de croisement prononcé du mode de cavité et des énergies des excitons est démontré sur la figure 3a, ce qui indique que l'interaction lumière-matière est conforme au régime de couplage faible.

un Contour des spectres PL accordés en température de l'échantillon non calibré de 6,0 à 45,0 K. La fonction de corrélation du second ordre g ⁽²⁾ (τ ) de la raie QD exciton (X) sous excitation CW de l'échantillon sans le processus d'étalonnage (b ) et l'échantillon calibré (c ). d La durée de vie radiative et g ⁽²⁾ (0) de l'émission d'excitons pour l'échantillon calibré sous différentes puissances d'excitation

Pour confirmer l'effet anti-groupage de l'émission de photons uniques de la raie d'excitons QD, la fonction de corrélation de second ordre g ⁽²⁾ (τ ) de l'échantillon non calibré et de l'échantillon calibré a été mesuré avec une configuration HBT sous excitation CW. La figure 3b et c montre la fonction de corrélation de second ordre mesurée de la raie X sous résonance en fonction du temps de retard τ . Les données pourraient être ajustées avec l'expression suivante :\(g^{(2)}(\tau)=1-[1-g^{(2)}(0)]exp(-\frac {\mid \tau \mid }{T})\) [40]. La figure 3b montre la fonction de corrélation de second ordre de l'échantillon sans le processus d'étalonnage. Afin d'obtenir une meilleure performance à photon unique, la seule ligne d'exciton X QD de l'échantillon non calibré a été réglée en résonance sous 24,0 K pour mesurer le g ⁽²⁾ (τ ). La fonction de corrélation de second ordre à retard zéro de l'échantillon non calibré sous résonance à température ajustée est g ⁽²⁾ (0)=0,258. La figure 3c montre le g ⁽²⁾ (τ ) de l'exciton QD après le processus d'étalonnage précis sous 6,0 K, où g ⁽²⁾ (0)=0,070. Les deux sont inférieurs à 0,5, ce qui indique un effet anti-groupage évident et prouve un émetteur monophotonique avec une forte suppression de l'émission multiphotonique à un retard nul. Grâce au processus d'étalonnage précis du mode cavité, le couplage parfait entre l'exciton QD et le mode cavité a amélioré la pureté du photon unique de 74,2 % à 93,0 %. La figure 3d montre la durée de vie radiative et g ⁽²⁾ (0) de l'émission d'excitons pour l'échantillon calibré sous différentes puissances d'excitation. L'ajustement des courbes de \(g^{(2)}(\tau)=1-exp(-\frac {\mid \tau \mid }{T})\) donne la durée de vie radiative des excitons (T ), et la figure montre que T devient plus court à mesure que la puissance d'excitation augmente, tandis que g ⁽²⁾ (0) à une puissance d'excitation inférieure est inférieure à celle à une puissance d'excitation saturée, indiquant une émission de photons uniques plus pure sous une puissance d'excitation inférieure.

Pour obtenir le taux de comptage net de photons uniques de l'exciton QD après le processus d'étalonnage précis, nous avons estimé toutes les pertes optiques, y compris l'efficacité de détection des photons et la perte de transmission. L'efficacité de détection de photons du détecteur Si est de 33 % et la perte de transmission est de 81 %, y compris l'efficacité de collecte de l'objectif (66 %), l'efficacité du filtre passe-bande étroite (40 %), le collimateur de fibre (80 %) et l'efficacité de couplage de fibre multimode (90%). Basé sur le taux de comptage (1,0×10 ⁶ comptes/s) sur deux détecteurs de photons uniques Si dans les mesures de coïncidence et le taux de comptage de photons corrigé par le facteur de [1−g ⁽²⁾ (0)] ^1/2 [41], nous estimons que le taux net de comptage de photons uniques est de 1,6 × 10 ⁷ compte/s au premier objectif. Les résultats indiquent que pendant la phase de croissance de l'échantillon, le couplage parfait entre le mode cavité et l'exciton QD peut produire une source de photons uniques plus pure et plus lumineuse grâce au processus d'étalonnage précis.

Conclusions

En conclusion, nous avons présenté une source lumineuse monophotonique à 919 nm en fabriquant InAs/GaAs QD dans un micropilier Al _0.9 Ga _0.1 Cavité DBR As/GaAs. Les spectres PL accordés en température démontrent une amélioration prononcée (14,6 fois) de l'émission d'excitons QD au croisement avec le mode cavité sous le régime de couplage faible. Avec l'aide de la progression précise de l'étalonnage du mode de cavité, il est facile d'obtenir une correspondance de phase parfaite dans la microcavité DBR pour atteindre une distribution spatiale de mode de cavité optimale telle que conçue théoriquement et ainsi obtenir une amélioration optimale de l'émission QD. Le couplage parfait entre l'exciton QD et le mode cavité a augmenté l'intensité PL de 2,3 fois et la pureté d'un seul photon s'est améliorée de 74,2 à 93,0%. La mesure d'autocorrélation de second ordre a donné g ⁽²⁾ (0)=0,070 sous résonance de cavité, indiquant une émission de photons uniques à un taux de comptage élevé avec 1,6×10 ⁷ compte/s avant le premier objectif. Ce travail démontre une méthode hautement réalisable pour un couplage parfait de la QD avec le mode cavité et la fabrication de sources monophotoniques de haute pureté et haute luminosité.

Disponibilité des données et des matériaux

Les ensembles de données utilisés et/ou analysés au cours de la présente étude sont disponibles sans restriction auprès de l'auteur correspondant sur demande raisonnable.

Abréviations

DBR :

Réflecteur de Bragg distribué

HBT :

Hanbury-Brown et Twiss

ICP :

Plasma couplé inductif

MBE :

Epitaxie par faisceau moléculaire

QD :

Points quantiques

SEM :

Microscope électronique à balayage

NA :

Ouverture numérique

CW :

Onde continue

SPS :

Sources de photons uniques

CM :

Mode cavité

TCSPC :

Comptage de photons uniques en corrélation temporelle

SPCM :

Modules de comptage de photons uniques

μ PL :

Microphotoluminescence.