Aumento de la emisión de un solo fotón mediante el acoplamiento perfecto del punto cuántico de InAs / GaAs y el modo de cavidad micropilar

Resultados y discusión

La figura 1a muestra los espectros de reflexión a temperatura ambiente ( T =300 K) de la muestra pre-cultivada con 6,5 pares de DBR inferior y 4 pares superior y la muestra formal después del proceso de calibración del modo de cavidad con 25,5 pares de pilas DBR inferior y 15 pares superior. El proceso de calibración del modo de cavidad consiste en comparar el modo de cavidad fundamental central medido (933,5 nm de muestra precrecida a 300 K) con la longitud de onda de emisión de InAs QD (917,5 nm a 6,0 K), y luego convertir ambos a la misma temperatura para obtener la relación de desajuste. Al cultivar la muestra formal, multiplique el tiempo de crecimiento de DBR por la relación de desajuste para lograr una calibración precisa del modo de cavidad para acoplarlo con la longitud de onda de emisión de QD de InAs individuales. Al comparar los espectros de reflexión de la muestra previamente cultivada y la muestra formal, la posición del modo de cavidad se movió de 933,5 a 941,0 nm como se esperaba. La Figura 1c muestra la imagen del microscopio electrónico de barrido (SEM) de la cavidad micropilar. Como se muestra en la imagen SEM, los micropilares con un diámetro de 2,0 μ my una altura de 6,5 μ m tienen paredes laterales muy lisas y una apariencia de estructura de alta calidad, y los QD de InAs se integraron en un λ -cavidad de GaAs gruesa e intercalada entre 25,5 pares de pilas DBR inferiores y 15 pares superiores para mejorar la eficiencia de recolección de fotones.

La figura 2a muestra la línea de excitón (X) a 917,24 nm y la línea de modo de cavidad (CM) a 917,54 nm, que es la circunstancia típica de no resonancia del QD incrustado en una cavidad micropilar. Para acoplar perfectamente el modo de cavidad DBR con la longitud de onda de InAs QD, se llevó a cabo un proceso de calibración preciso del modo de cavidad. Después de calibrar, el modo de cavidad se acopló perfectamente con el QD, lo que se muestra en la Fig. 2b donde solo hay una línea X a 919,10 nm. En la resonancia, en comparación con las circunstancias sin resonancia, la intensidad PL de la línea X se mejora enormemente de 42k a 95k cps. La energía de desafinación de QD y CM es 73,4 μ e V basado en los resultados del ajuste. Según las mediciones resueltas en el tiempo de las circunstancias resonantes y no resonantes, el acoplamiento perfecto de QD y el modo de cavidad reduce la vida útil de 0,908 a 0,689 ns, como se muestra en la Fig. 2c. El fuerte aumento de la intensidad de emisión y la disminución de la vida útil están relacionados con el aumento de la tasa de emisión espontánea del excitón QD resonante debido al efecto Purcell [39].

un μ Espectros PL del excitón QD de la muestra no calibrada a 6,0 K con la línea del excitón (X) y la línea del modo de cavidad (CM). b μ Espectros PL del excitón QD de la muestra calibrada a 6,0 K. Líneas de color:ajuste de Lorentz de los datos experimentales. c Mediciones con resolución temporal de la muestra no calibrada y la muestra calibrada a 6,0 K. d μ dependiente de la potencia de excitación Espectros PL de la muestra no calibrada a 6,0 K; recuadro:intensidad PL integrada de X y CM en función de la potencia de excitación en una escala logarítmica

μ dependiente de la potencia de excitación Los espectros PL de InAs / GaAs QD acoplados con micropilar se estudiaron utilizando láser He-Ne de onda continua (CW) para la excitación por encima de la banda, como muestra la Fig. 2d. El factor de calidad ( Q ) de la cavidad micropilar se estima en 3800. La identificación de estas líneas de emisión se demuestra por sus dependencias de energía. Con el aumento de la potencia de excitación, la intensidad PL de la línea X y la línea del modo de cavidad se mejora obviamente. La intensidad PL integrada de las líneas X y CM en una escala logarítmica muestra una dependencia lineal con baja potencia de excitación y saturada con alta potencia de excitación. Las líneas continuas se ajustan linealmente a los datos en una gráfica logarítmica doble. Los resultados del ajuste muestran que la intensidad de PL y la potencia de excitación tienen una relación exponencial donde n ( Yo ∝ P ⁿ ) de la línea X y CM son 0,85 y 0,87 respectivamente, lo que indica que el tipo de línea de emisión es la línea de excitón. La desviación del exponente del valor ideal esperado para la línea del excitón ( n _X =1) podría deberse al efecto de los centros de recombinación no radiativa en la vecindad de los QD [4], que afectan la distribución de portadores en diferentes densidades de portadores.

La Figura 3a muestra los espectros PL ajustados a la temperatura de la muestra no calibrada. De acuerdo con la figura 3a, la línea de excitón (X) y la línea de modo de cavidad (CM) se movieron a diferentes velocidades de cambio al aumentar la temperatura de 6.0 a 45.0 K. La línea de CM cambió de 917.54 nm (6.0 K) a 918.01nm (45,0 K) y la tasa de cambio de CM es 0,018 μ eV / K, mientras que la línea X cambió de 917,24 nm (6,0 K) a 919,07 nm (45,0 K) y la tasa de cambio X es de aproximadamente 0,069 μ eV / K. La tasa de cambio de la emisión de excitones es mayor que la tasa de cambio del modo de cavidad como se esperaba. Al comparar las curvas de las líneas X y CM, las dos curvas se cruzan a la temperatura de 24.0 K, lo que indica un punto donde el excitón y el modo de cavidad alcanzan resonancia a 24.0 K. En resonancia, hay una mejora de la emisión de excitón y la La mejora observada de la emisión es de aproximadamente 14,6 veces donde la intensidad máxima del excitón PL aumentó de 6,5 × 10 ³ cps a 9,5 × 10 ⁴ cps. El fenómeno de cruce pronunciado del modo de la cavidad y las energías de excitón se demuestra en la Fig. 3a, que indica que la interacción luz-materia se ajusta a un régimen de acoplamiento débil.

un Contorno de los espectros PL ajustados por temperatura de la muestra no calibrada de 6,0 a 45,0 K. La función de correlación de segundo orden g ⁽²⁾ ( τ ) de la línea de excitón QD (X) bajo excitación CW de la muestra sin el proceso de calibración ( b ) y la muestra calibrada ( c ). d La vida radiativa y g ⁽²⁾ (0) de la emisión de excitones para la muestra calibrada bajo diferente potencia de excitación

Para confirmar el efecto anti-agrupamiento de la emisión de fotón único de la línea de excitón QD, la función de correlación de segundo orden g ⁽²⁾ ( τ ) tanto de la muestra no calibrada como de la muestra calibrada se midió con una configuración HBT bajo excitación CW. Las Figuras 3b yc muestran la función de correlación de segundo orden medida de la línea X bajo resonancia como una función del tiempo de retardo τ . Los datos podrían ajustarse con la siguiente expresión:\ (g ^ {(2)} (\ tau) =1- [1-g ^ {(2)} (0)] exp (- \ frac {\ mid \ tau \ mid} {T}) \) [40]. La Figura 3b muestra la función de correlación de segundo orden de la muestra sin el proceso de calibración. Para obtener un mejor rendimiento de fotón único, la línea X del excitón QD único de la muestra no calibrada se sintonizó en resonancia por debajo de 24,0 K para medir el g ⁽²⁾ ( τ ). La función de correlación de segundo orden con retardo cero de la muestra no calibrada bajo resonancia ajustada a la temperatura es g ⁽²⁾ (0) =0,258. La Figura 3c muestra el g ⁽²⁾ ( τ ) del excitón QD después del proceso de calibración preciso por debajo de 6,0 K, donde g ⁽²⁾ (0) =0,070. Ambos son inferiores a 0,5, lo que indica un efecto anti-agrupamiento obvio y demuestra un emisor de fotón único con una fuerte supresión de la emisión de fotones múltiples con retardo de tiempo cero. Debido al proceso de calibración preciso del modo de cavidad, el acoplamiento perfecto entre el excitón QD y el modo de cavidad mejoró la pureza de fotón único del 74,2% al 93,0%. La figura 3d muestra el tiempo de vida radiativo y g ⁽²⁾ (0) de la emisión de excitones para la muestra calibrada bajo diferente potencia de excitación. El ajuste de curvas de \ (g ^ {(2)} (\ tau) =1-exp (- \ frac {\ mid \ tau \ mid} {T}) \) da el tiempo de vida radiativo del excitón ( T ), y la figura demuestra que T se acorta a medida que aumenta la potencia de excitación, mientras que g ⁽²⁾ (0) a una potencia de excitación más baja es menor que a una potencia de excitación saturada, lo que indica una emisión de fotón único más pura con una potencia de excitación más baja.

Para obtener la tasa neta de conteo de fotones únicos del excitón QD después del proceso de calibración preciso, estimamos toda la pérdida óptica, incluida la eficiencia de detección de fotones y la pérdida de transmisión. La eficiencia de detección de fotones del detector de Si es del 33% y la pérdida de transmisión es del 81%, incluida la eficiencia de recolección de la lente del objetivo (66%), la eficiencia del filtro de paso de banda estrecho (40%), el colimador de fibra (80%) y la eficiencia de acoplamiento de fibra multimodo. (90%). Según la tasa de recuento (1.0 × 10 ⁶ conteos / s) en dos detectores de fotón único de Si en las mediciones de coincidencia y la tasa de conteo de fotones corregido por el factor de [1− g ⁽²⁾ (0)] ^1/2 [41], estimamos que la tasa neta de recuento de fotones individuales es 1,6 × 10 ⁷ cuenta / s en el primer objetivo. Los resultados indican que durante la etapa de crecimiento de la muestra, el acoplamiento perfecto entre el modo de cavidad y el excitón QD puede producir una fuente de fotón único más pura y brillante a través del proceso de calibración preciso.