Resonantie fluorescentie van een InGaAs Quantum Dot in een vlakke ruimte met behulp van orthogonale excitatie en detectie
Summary
Resonant excitatie van een enkele zelf geassembleerde quantum dot kan worden bereikt met behulp van een orthogonale naar de fluorescentie collectie modus excitatie-modus. We tonen een methode met behulp van de waveguide en de Fabry-Pérot takken van een vlakke microcavity die rondom de quantumdots. De methode kunt volledige vrijheid in de detectie-polarisatie.
Abstract
De mogelijkheid om het detectieproces gelijktijdige resonant excitatie en fluorescentie is belangrijk voor quantum optische metingen van quantumdots (QDs). Resonant excitatie zonder fluorescentie detectie – bijvoorbeeld een differentiële transmissie meting – enkele eigenschappen van de emitterende systeem kunt bepalen, maar kan geen toepassingen of metingen op basis van de uitgestoten fotonen. Bijvoorbeeld, vereisen de meting van foton correlaties, observatie van de Mollow triplet, en de realisatie van één foton bronnen alle collectie van de fluorescentie. Onsamenhangend excitatie met fluorescentie detectie – bijvoorbeeld boven band-gap excitatie-kan worden gebruikt voor het maken van één foton bronnen, maar de verstoring van het milieu als gevolg van de excitatie vermindert de indistinguishability van de fotonen. Één foton bronnen op basis van QDs zal moeten resoneert opgewonden te hebben hoge foton indistinguishability en gelijktijdige collectie van de fotonen zal men moeten maken gebruik van hen. We tonen een methode om te resoneert wekken een enkele QD ingebed in een vlakke ruimte door te koppelen de excitatie-straal in deze holte van het gekloofd oppervlak van het monster en verzamel de fluorescentie langs de oppervlakte normale richting van het monster. Congruente zorgvuldig de excitatie-straal naar de waveguide-modus van de spouw, kan het licht excitatie in de holte (echt) paar en interactie met de QD. De verstrooide fotonen kunnen koppelen aan de Fabry-Pérot-modus van de spouw en ontsnappen in de oppervlakte normale richting. Deze methode biedt volledige vrijheid in de detectie-polarisatie, maar de excitatie-polarisatie wordt beperkt door de richting van de propagatie van de lichtbundel excitatie. De fluorescentie van de bevochtiging laag geeft een leidraad voor het uitlijnen van het pad van de collectie met betrekking tot de excitatie-bundel. De loodrechte stand van de excitatie- en detectie-modi kunt resonant excitatie van een enkele QD met te verwaarlozen laser verstrooiing achtergrond.
Introduction
Resonant excitatie van een enkele quantum emitter gecombineerd met fluorescentie detectie was een uitdaging op lange termijn experimentele voornamelijk te wijten aan het onvermogen om de zwakke fluorescentie uit de verstrooiing van sterke excitatie spectraal te discrimineren. Dit probleem, echter, heeft met succes verholpen in de afgelopen tien jaar door twee verschillende benaderingen: donker-veld confocal excitatie gebaseerd op polarisatie discriminatie1,2,3,4 ,5, en orthogonale excitatie-detectie op basis van ruimtelijke modus discriminatie6,7,8,9,10,11, 12,13,14. Beide benaderingen tonen een sterke mogelijkheid om aanzienlijk onderdrukken laser verstrooiing en zo grote schaal worden aangenomen in verschillende experimenten, bijvoorbeeld, de waarneming van de spin-foton entanglement5,15, 16, demonstratie van gekleed Staten2,7,12,17,18,19,20,21 , 22 , 23 , 24 , 25 , 26en coherente manipulatie van beperkte draaiingen3,27,28,29,30. Noch aanpak universeel toepasbaar op elke situatie; elk is beperkt tot enkele specifieke voorwaarden. De donker-veld-techniek maakt gebruik van de polarisatie van fotonen te onderdrukken de excitatie laser verstrooiing aan de mate van vrijheid. Deze techniek heeft meerdere voordelen. Bijvoorbeeld, is er geen verplichting voor een welomschreven waveguide-modus, waarmee confocal-implementatie. De confocal uitvoering zorgt voor circulair gepolariseerde excitatie en eventueel nauwere focus van de excitatie lichtbundel op de quantum emitter, wat resulteert in hogere excitatie-intensiteit. Echter, deze polarisatie-selectieve methode beperkt de detectie polarisatie te loodrecht op de excitatie-polarisatie en dus voorkomt een volledige karakterisering van de eigenschappen van de polarisatie van de fluorescentie. In vergelijking behoudt ruimtelijke modus discriminatie de volledige vrijheid van detectie polarisatie met behulp van de orthogonaliteit tussen de modi van de propagatie van excitatie en detectie balken te onderdrukken de laser verstrooiing4. De beperkingen van deze techniek zijn de noodzaak van een waveguide-structuur in de steekproef te bieden van een orthogonale naar de detectie-modus excitatie-modus, en de beperking van de polarisatie van de excitatie loodrecht op de propagatie van de lichtbundel worden .
Hier tonen we een protocol voor de bouw van een vrije ruimte-gebaseerde orthogonale excitatie-detectie setup voor resonantie fluorescentie experimenten. Vergeleken met het pionierswerk op ruimtelijke modus discriminatie waar een optische vezel gewend was licht in de holte6paar, dit protocol biedt een oplossing in de vrije ruimte, en vereist geen kinetische onderdelen te monteren of het monster of de vezel in cryostaat. Fijne controle van de richtingen van de lichtbundel excitatie en het detectie-pad worden gemanipuleerd door optica buiten de cryostaat, terwijl asferische singlet lenzen fungeren als doelstellingen binnen de koude regio van de cryostaat toespitsen. Wij bieden een representatief beeld van de uitlijning van de belangrijkste stappen in het proces van bereiken resonant excitatie en opsporing van fluorescentie van een enkele quantum dot.
Het staal dat wordt gebruikt voor deze demonstratie wordt geteeld door moleculaire straal epitaxie (MBE). De InGaAs quantumdots (QDs) worden ingebed in een GaAs-spacer dat wordt begrensd door twee reflectoren voor gedistribueerde Bragg (DBRs), zoals weergegeven in de weergave zoom-in van het monster in Figuur 1. Het GaAs tussenstuk tussen de DBRs fungeert als een golfgeleider, waar de excitatie-bundel is beperkt door de totale interne reflectie. De DBRs ook fungeren als hoge-reflectiviteit spiegels voor wavevectors die bijna loodrecht op het vlak van de steekproef zijn. Dit vormt een modus van de Fabry-Pérot waarnaar het QDs (echt) paar wanneer fluorescentie uitstoten. De Fabry-Pérot-modus moet resonant met de emissie golflengte λ van het QDs, waarvoor de spacer GaAs als integer veelvoud van λ/n, waarbij n de brekingsindex van GaAs. Voor deze demonstratie vormt en is de dikte van de spacer GaAs gekozen als 4λ/n, die is ongeveer 1 µm, zodat ze in de buurt van de grootte diffractie beperkt plek van de excitatie van de invallende lichtbundel. Een smallere spacer zou resulteren in een lagere efficiëntie van de koppeling van de lichtbundel van excitatie in de waveguide-modus.
De experimentele opzet is afgebeeld in Figuur 1. Om te maximaliseren van de efficiëntie van de koppeling, een asferische enig-lens doelstelling Eobj met numerieke diafragma NB = 0,5 en focale lengte van 8 mm is gekozen om zich te concentreren op de excitatie-balk op het gekloofd gezicht van het monster. De functie van de telescoop van de Kepleriaanse (opgebouwd uit lens paar E1 en E2) in de excitatie-pad is tweeledig: (1) tot en met de opening van de excitatie doelstelling Eobj te vullen zodat de excitatie-bundel is strak gericht voor het beter afstemmen van modus naar de waveguide (in Dit besef de collimated bundel diameter is 2.5 mm), en (2) om drie graden van vrijheid te manoeuvreren het brandpunt van de lichtbundel excitatie het gekloofd gezicht van het monster. Lens E1 is gemonteerd op een X-Y translationeel mount waarmee de twee vrijheidsgraden te verschuiven van de excitatie plek vrij in het vlak van het gezicht gekloofd monster. Lens E2 is gemonteerd op een niet-draaiend zoom behuizing die biedt de vrijheid om te kiezen van de diepte van het focal point in het monster. Deze drie graden van vrijheid laten te optimaliseren de resonant excitatie van een enkele QD zonder beweging van het monster zelf.
In het pad van de fluorescentie collectie, wordt een soortgelijke lens configuratie (Lobj, L1 en L2) gebruikt om detectie van fluorescentie uit verschillende delen van het monster. Het licht van het monster is gericht door één van de twee lenzen van de buis op of een IR-gevoelige camera (Lcam) of de gleuf van de ingang van de spectrometer (Lspec). Motie van L1 langs de z-as aangepast de focus van het beeld en laterale vertaling van L2 zorgt ervoor dat de afbeelding te scannen in het vliegtuig van het monster. De brandpunten van L1 en L2 zijn gelijk dus hun vergroting eenheid is. Dit wordt gedaan om het maximaliseren van het bereik dat L2 kan worden vertaald voordat vignettering optreedt.
Ter vergemakkelijking van de uitlijning en de locatie van een QD, is een huis-gebouwde illuminator gebaseerd op Kohler verlichting opgenomen in de installatie, zoals afgebeeld in Figuur 1. Het doel van Kohler verlichting is ervoor te zorgen voor uniforme verlichting aan het monster een image van de verlichting-lichtbron is niet zichtbaar in de voorbeeldafbeelding. De lens-configuraties van zowel het hulplicht en het pad van de collectie zijn zorgvuldig ontworpen om te scheiden van de vliegtuigen van de geconjugeerde beeld van het monster en de lichtbron. Elke lens in het pad van de collectie is gescheiden van haar buren door de som van hun brandpuntsafstanden. Dit zorgt ervoor dat waar de voorbeeldafbeelding in beeld-zoals op de sensor van de camera-het beeld van de lichtbron is volledig intreepupil. Ook waar het beeld van de lichtbron is in beeld-zoals bij het terug brandvlak van de doelstelling – de voorbeeldafbeelding is volledig intreepupil. De lichtbron is een commerciële lichtemitterende diode (LED) uitstoten bij 940 nm. Het middenrif diafragma maakt de aanpassing van de intensiteit van de verlichting en het middenrif veld bepaalt het gezichtsveld te verlichten. De sleutels tot het realiseren van uniforme verlichting zijn om in te stellen van de afstand tussen lens K4 en L2 om de som is van de brandpunten van de twee lenzen, en ervoor te zorgen dat de opening van Lobj is niet overvolle door de verlichting. In dit protocol, wordt de verlichting ook gebruikt voor het optimaliseren van de afstand tussen Lobj en het monster.
De doelstelling Lobj en beide buis lens biedt een vergroting van 20 x op de camera of de spectrometer. De lens paar L3 en L4 Lobj à Lspec vormt een ander Kepleriaanse telescoop waarmee een extra 4 x vergroting op de afbeelding op de charge – coupled device (CCD) van de spectrometer. De toevoeging van lenzen L3 en L4 resulteert in een totale vergroting van 80 x, die noodzakelijk is om het ruimtelijk onderscheiden fluorescentie van nabijgelegen QDs. L3 en L4 zijn gemonteerd op het wegknippen mounts te vergemakkelijken van de vergroting te schakelen omdat 20 x vergroting biedt een groter gezichtsveld van de steekproef.
Als u wilt overlappen het gezichtsveld van het pad van de collectie met het pad van de lichtbundel van excitatie door de waveguide, is de uitstoot van het continuüm van de quantum dot bevochtiging laag handig. De golflengte van de emissie van de bevochtiging laag kan men bepalen door het meten van het emissiespectrum van het monster onder boven band-gap excitatie. Voor onze voorbeeld, bevochtiging laag emissie treedt op bij ongeveer 880 nm bij 4.2 K. Door de koppeling van een laserstraal cw op 880 nm in de waveguide van het monster, kan men waarnemen een streep patroon gevormd door de PL uit de bevochtiging laag, die wordt weergegeven in de bijbehorende video. De streep onthult het propagatie pad van de excitatie-licht dat in de waveguide gekoppeld is geweest. De aanwezigheid van deze streep gecombineerd met de mogelijkheid om het imago van het oppervlak van het monster maakt uitlijning eenvoudig.
Protocol
Representative Results
Discussion
De kritische stappen in het protocol zijn: de mode-matching en de uitlijning van de excitatie lichtbundel naar de waveguide-modus; en juiste uitlijning en het concentreren van de collectie optica. De moeilijkste onderdelen van deze stappen zijn de aanvankelijke uitlijning; het optimaliseren van de koppeling van een reeds uitgelijnde installatie is relatief eenvoudig. Overlappende gebieden van de collectie en excitatie is een stap die is eenvoudig met de mogelijkheid om het beeld van het monster op de camera, maar is zeer…
Disclosures
The authors have nothing to disclose.
Acknowledgements
De auteurs wil erkennen Glenn S. Solomon voor het verstrekken van het monster. Dit werk werd gesteund door de National Science Foundation (DMR-1452840).
Materials
| Tunable external cavity diode laser | Toptica Photonics | DL-Pro | |
| Closed-cycle cryostat | Montana Instruments | Cryostation | |
| Spectrometer, 750 mm focal length | Princeton Instruments | SpectraPro 2750 | |
| Thermoelectrically cooled charge-coupled device | Princeton Instruments | Pixis 100BR-eXcelon | |
| HeNe laser | JDSU | 1125P | |
| Infrared sensitive camera | Sony | NEX-5TL | IR blocking filter removed |
| Power meter and detector | Newport | 1918-C, 918D-IR-OD3 | |
| Adjustable aspheric fiber collimator | Thorlabs | CFC-8X-A | |
| Air-Spaced Doublet Collimator | Thorlabs | F810APC-842 | |
| Protected Silver Mirrors x 5 | Thorlabs | PF10-03-P01 | |
| Flip mounts x 2 | Thorlabs | FM90 | |
| Aspheric condenser lens, f = 20 mm; K1 | Thorlabs | ACL2520-B | |
| Best form spherical lens, f = 50 mm; E2, L1, L2, K2 | Thorlabs | LBF254-050-B | |
| Best form spherical lens, f = 100 mm; E1, L4, K3, K4 | Thorlabs | LBF254-100-B | |
| Best form spherical lens, f = 200 mm; Lspec, Lcam | Thorlabs | LBF254-200-B | |
| Plano-convex lens, f = 400 mm; L3 | Thorlabs | LA1172-B | |
| Molded glass aspheric lens, f = 8 mm; Eobj | Thorlabs | C240TME-B | |
| Precision asphere, f = 10 mm; Lobj | Thorlabs | AL1210-B | |
| Longpass Filters, 800 nm, x2 | Thorlabs | FEL0800 | |
| Non-polarizing beam splitter cube (NPBS) | Thorlabs | BS029 | |
| Pellicle beam splitter | Thorlabs | BP108 | |
| Polarizer | Thorlabs | LPNIRE100-B | |
| Light emitting diode, 940 nm | Thorlabs | M940D2 |
References
- Kuhlmann, A. V., et al. A dark-field microscope for background-free detection of resonance fluorescence from single semiconductor quantum dots operating in a set-and-forget mode. Rev. Sci. Instrum. 84 (7), 073905 (2013).
- Vamivakas, N. A., Zhao, Y., Lu, C. -. Y., Atatüre, M. Spin-resolved quantum-dot resonance fluorescence. Nat. Phys. 5 (3), 198-202 (2009).
- Vamivakas, A. N., et al. Observation of spin-dependent quantum jumps via quantum dot resonance fluorescence. Nature. 467 (7313), 297-300 (2010).
- Houel, J., et al. Probing Single-Charge Fluctuations at a GaAs/AlAs Interface Using Laser Spectroscopy on a Nearby InGaAs Quantum Dot. Phys. Rev. Lett. 108 (10), 107401 (2012).
- Gao, W. B., Fallahi, P., Togan, E., Miguel-Sanchez, J., Imamoglu, A. Observation of entanglement between a quantum dot spin and a single photon. Nature. 491 (7424), 426-430 (2012).
- Muller, A., et al. Resonance Fluorescence from a Coherently Driven Semiconductor Quantum Dot in a Cavity. Phys. Rev. Lett. 99 (18), 187402 (2007).
- Flagg, E. B., et al. Resonantly driven coherent oscillations in a solid-state quantum emitter. Nat. Phys. 5 (3), 203-207 (2009).
- Konthasinghe, K., et al. Coherent versus incoherent light scattering from a quantum dot. Phys. Rev. B. 85 (23), 235315 (2012).
- Peiris, M., Konthasinghe, K., Yu, Y., Niu, Z. C., Muller, A. Bichromatic resonant light scattering from a quantum dot. Phys. Rev. B. 89 (15), 155305 (2014).
- Chen, D., Lander, G. R., Krowpman, K. S., Solomon, G. S., Flagg, E. B. Characterization of the local charge environment of a single quantum dot via resonance fluorescence. Phys. Rev. B. 93 (11), 115307 (2016).
- Chen, D., Lander, G. R., Solomon, G. S., Flagg, E. B. Polarization-Dependent Interference of Coherent Scattering from Orthogonal Dipole Moments of a Resonantly Excited Quantum Dot. Phys. Rev. Lett. 118 (3), 037401 (2017).
- Ge, R. -. C., et al. Mollow quintuplets from coherently excited quantum dots. Opt. Lett. 38 (10), 1691 (2013).
- Proux, R., Maragkou, M., Baudin, E., Voisin, C., Roussignol, P., Diederichs, C. Measuring the Photon Coalescence Time Window in the Continuous-Wave Regime for Resonantly Driven Semiconductor Quantum Dots. Phys. Rev. Lett. 114 (6), 067401 (2015).
- Robertson, J., et al. Polarization-resolved resonant fluorescence of a single semiconductor quantum dot. Appl. Phys. Lett. 101 (25), 251118 (2012).
- De Greve, K., et al. Quantum-dot spin-photon entanglement via frequency downconversion to telecom wavelength. Nature. 491 (7424), 421-425 (2012).
- Schaibley, J. R., et al. Demonstration of Quantum Entanglement between a Single Electron Spin Confined to an InAs Quantum Dot and a Photon. Phys. Rev. Lett. 110 (16), 167401 (2013).
- Gerardot, B. D., et al. Dressed excitonic states and quantum interference in a three-level quantum dot ladder system. New J. Phys. 11 (1), 013028 (2009).
- Hargart, F., et al. Cavity-enhanced simultaneous dressing of quantum dot exciton and biexciton states. Phys. Rev. B. 93 (11), 115308 (2016).
- Kim, H., Shen, T. C., Roy-Choudhury, K., Solomon, G. S., Waks, E. Resonant Interactions between a Mollow Triplet Sideband and a Strongly Coupled Cavity. Phys. Rev. Lett. 113 (2), 027403 (2014).
- Unsleber, S., et al. Observation of resonance fluorescence and the Mollow triplet from a coherently driven site-controlled quantum dot. Optica. 2 (12), 1072 (2015).
- Xu, X., et al. Coherent Optical Spectroscopy of a Strongly Driven Quantum Dot. Science. 317 (5840), 929-932 (2007).
- Muller, A., Fang, W., Lawall, J., Solomon, G. S. Emission Spectrum of a Dressed Exciton-Biexciton Complex in a Semiconductor Quantum Dot. Phys. Rev. Lett. 101 (2), 027401 (2008).
- Roy-Choudhury, K., Hughes, S. Quantum theory of the emission spectrum from quantum dots coupled to structured photonic reservoirs and acoustic phonons. Phys. Rev. B. 92 (20), 205406 (2015).
- Ulhaq, A., Weiler, S., Ulrich, S. M., Roßbach, R., Jetter, M., Michler, P. Cascaded single-photon emission from the Mollow triplet sidebands of a quantum dot. Nat. Photonics. 6 (4), 238-242 (2012).
- Ulrich, S. M., et al. Dephasing of Triplet-Sideband Optical Emission of a Resonantly Driven InAs/GaAs Quantum Dot inside a Microcavity. Phys. Rev. Lett. 106 (24), 247402 (2011).
- Atature, M., Dreiser, J., Badolato, A., Hogele, A., Karrai, K., Imamoglu, A. Quantum-dot spin-state preparation with near-unity fidelity. Science. 312 (5773), 551-553 (2006).
- Kroner, M., et al. Resonant two-color high-resolution spectroscopy of a negatively charged exciton in a self-assembled quantum dot. Phys. Rev. B. 78 (7), 075429 (2008).
- Press, D., Ladd, T. D., Zhang, B., Yamamoto, Y. Complete quantum control of a single quantum dot spin using ultrafast optical pulses. Nature. 456 (7219), 218-221 (2008).
- Sun, S., Waks, E. Single-shot optical readout of a quantum bit using cavity quantum electrodynamics. Physical Review A. 94 (1), 012307 (2016).
- Metcalfe, M., Solomon, G. S., Lawall, J. Heterodyne measurement of resonant elastic scattering from epitaxial quantum dots. Appl. Phys. Lett. 102 (23), 231114 (2013).
- Nguyen, H. S., et al. Optically Gated Resonant Emission of Single Quantum Dots. Phys. Rev. Lett. 108 (5), 057401 (2012).
- Benisty, H., De Neve, H., Weisbuch, C. Impact of planar microcavity effects on light extraction-Part I: basic concepts and analytical trends. IEEE J. Quantum Elect. 34 (9), 1612-1631 (1998).
- Köhler, A. Ein neues Beleuchtungsverfahren für mikrophotographische Zwecke. Zeitschrift für wissenschaftliche Mikroskopie und für Mikroskopische Technik. 10 (4), 433-440 (1893).
- Köhler, A. New method of illumination for photomicrographical purposes. Journal Royal Microscopical Society (Great Britain). 14, 261-262 (1894).
- He, Y. -. M., et al. On-demand semiconductor single-photon source with near-unity indistinguishability. Nat. Nanotechnol. 8 (3), 213-217 (2013).
