Fluorescence de résonance d’un point de InGaAs quantique dans une cavité plane à l’aide de détection et Excitation Orthogonal
Summary
Excitation résonante d’un point unique quantiques auto-assemblées peut être réalisée à l’aide d’un mode d’excitation orthogonal à la mode de collecte de fluorescence. Nous démontrons une méthode utilisant le Guide d’ondes et les modes de Fabry-Perot d’une microcavité planaire entourant les points quantiques. La méthode permet une liberté totale dans la polarisation de la détection.
Abstract
La possibilité d’effectuer la détection simultanée de fluorescence et de l’excitation résonante est importante pour la mesure optique quantique des points quantiques (QDs). Excitation résonante sans détection de fluorescence – par exemple, une mesure de la transmission différentielle – peut déterminer certaines propriétés du système électroluminescent, mais n’autorise pas les applications ou les mesures basées sur les photons émis. Par exemple, la mesure des corrélations de photon, l’observation du triplet Mollow et réalisation des sources de photon unique tous les besoin de collection de la fluorescence. Excitation incohérente avec détection par fluorescence – par exemple, ci-dessus l’excitation de la bande interdite – peut être utilisée pour créer des sources de photon unique, mais la perturbation de l’environnement en raison de l’excitation diminue les végétations des photons. Sources de photon unique issus des QDs devront être résonance heureux d’avoir des végétations photon haute et collection simultanée des photons sera nécessaire pour rendre les utilisent. Nous démontrons une méthode résonance exciter une QD même incorporé dans une cavité planaire en couplant le faisceau de l’excitation dans cette cavité de la face clivée de l’échantillon, tout en collectant la fluorescence le long de la direction normale surface de l’échantillon. En faisant soigneusement correspondre le faisceau d’excitation sur le mode de guide d’ondes de la cavité, la lumière d’excitation peut coupler dans la cavité et d’interagir avec la QD. Les photons dispersés peuvent coupler sur le mode de Fabry-Perot de la cavité et d’évasion dans la direction normale de surface. Cette méthode permet une liberté totale dans la polarisation de la détection, mais la polarisation de l’excitation est limitée par la direction de propagation du faisceau excitation. La fluorescence de la couche de mouillage fournit un guide pour aligner le chemin de la collection en ce qui concerne le faisceau de l’excitation. L’orthogonalité des modes d’excitation et de détection permet une excitation résonante d’une seule QD avec fond de diffusion laser négligeable.
Introduction
Excitation résonante d’un émetteur de quantique unique combinée avec la détection par fluorescence a été un défi expérimental à long terme, principalement en raison de l’incapacité à discriminer spectralement la fluorescence faible de la diffusion de forte excitation. Cette difficulté, cependant, a été surmontée avec succès ces dix dernières années par deux approches différentes : champ sombre excitation confocale basé sur la polarisation discrimination1,2,3,4 ,5et orthogonale excitation-détection basée sur le mode spatial discrimination6,7,8,9,10,11, 12,13,14. Les deux approches démontrent une forte capacité significativement réprimer la diffusion laser et donc sont largement adoptées dans diverses expériences, par exemple, l’observation de spin-photon enchevêtrement5,15, 16, démonstration d’États habillé2,7,12,17,18,19,20,21 , 22 , 23 , 24 , 25 , 26et manipulation cohérente du clos tours3,27,28,29,30. Aucune approche peut être universellement appliqué à toutes les situations ; chacun se limite à certaines conditions précises. La technique de fond noir utilise le degré de liberté de polarisation des photons pour réprimer la diffusion de laser d’excitation. Cette technique présente plusieurs avantages. Par exemple, il n’y a aucune exigence pour un mode de guide d’onde bien définie, qui permet seule confocal mise en œuvre. La mise en œuvre confocale permet excitation polarisée circulairement et éventuellement plus serré mise au point de la poutre d’excitation à l’émetteur de quantique, ce qui entraîne une plus forte intensité d’excitation. Toutefois, cette méthode de polarisation sélective restreignent la polarisation de détection pour être orthogonal à la polarisation de l’excitation et empêche ainsi une caractérisation complète des propriétés de polarisation de la fluorescence. En comparaison, la discrimination mode spatial préserve la liberté complète de polarisation de détection en utilisant l’orthogonalité entre les modes de propagation de l’excitation et détection des poutres pour réprimer la diffusion de laser4. Les contraintes de cette technique sont la nécessité d’une structure de guide d’ondes dans l’échantillon de fournir un mode d’excitation orthogonal à la mode de détection et la restriction de la polarisation de l’excitation d’être perpendiculaire à la direction de propagation du faisceau .
Ici, nous démontrons un protocole pour la construction d’une installation gratuite-space-based orthogonal excitation-détection pour les expériences de fluorescence de résonance. Comparée au travail pionnier sur la discrimination mode spatial où une fibre optique a été utilisée pour coupler la lumière dans la cavité6, ce protocole offre une solution dans l’espace libre et ne nécessite pas de constituants cinétiques pour monter soit l’échantillon ou le fibre au cryostat. Un contrôle précis des directions de la poutre de l’excitation et le chemin d’accès détection sont manipulées par optique externe au cryostat, tandis que les lentilles asphériques singulet servent de mise au point des objectifs à l’intérieur de la région froide du cryostat. Nous fournissons des images représentatives des étapes clés de l’alignement en voie d’atteindre l’excitation résonante et détection de la fluorescence par un point quantique unique.
L’échantillon utilisé pour cette démonstration est cultivé par épitaxie par jet moléculaire (MBE). Les boîtes quantiques InGaAs (QDs) sont incorporés dans une entretoise de GaAs qui est délimitée par deux réflecteurs de Bragg distribués (DBRs), comme illustré dans la vue zoom de l’échantillon à la Figure 1. L’entretoise de GaAs entre le DBRs agit comme un guide d’onde, où le faisceau d’excitation se limite de réflexion totale interne. Le DBRs a également agir comme grande réflectivité miroirs pour wavevectors qui sont presque perpendiculaire au plan de l’échantillon. Celui-ci constitue un mode de Fabry-Perot auquel les QDs couple lors de l’émission de fluorescence. Le mode de Fabry-Perot doit être en résonant avec l’émission longueur d’onde λ des QDs, qui exige l’entretoise de GaAs être un entier multiple de λ/n, où n est l’indice de réfraction de GaAs. Pour cette démonstration, l’épaisseur de l’entretoise de GaAs est choisie pour être 4λ/n, qui est environ de 1 µm, afin d’être près de la taille de tache de diffraction limitée du faisceau incident d’excitation. Un espacement plus étroit se traduirait par une efficacité de couplage plus faible de la poutre de l’excitation dans le mode de guide d’ondes.
Le montage expérimental est illustré à la Figure 1. Pour maximiser l’efficacité de couplage, un objectif de simple lentille asphérique Eobj avec ouverture numérique NA = 0,5 et focale de 8 mm est choisi pour focaliser le faisceau d’excitation sur la face clivé de l’échantillon. La fonction du télescope képlérienne (composée de la paire de lentille E1 et E2) dans le chemin d’accès d’excitation est double : (1) pour obturer l’ouverture de l’excitation objectif Eobj de sorte que le faisceau d’excitation est étroitement axé pour mode-correspondant mieux à Guide d’ondes (en Cette prise de conscience du diamètre de faisceau collimaté est de 2,5 mm) et (2) pour fournir les trois degrés de liberté de manœuvre le point focal de la poutre d’excitation à la face clivée de l’échantillon. Objectif E1 est monté sur une monture de translationnelle XY qui fournit les deux degrés de liberté de déplacer le spot d’excitation librement dans le plan de la face de l’échantillon clivées. Objectif E2 est monté sur un zoom antirotation logement qui offre la liberté de choisir la profondeur du point focal dans l’échantillon. Ces trois degrés de liberté nous permettent d’optimiser l’excitation résonante d’une seule QD sans nécessiter le déplacement de l’échantillon lui-même.
Dans le chemin d’accès de la collection de fluorescence, une configuration similaire de la lentille (Lobj, L1 et L2) est utilisée pour permettre la détection de la fluorescence provenant de différentes parties de l’échantillon. La lumière de l’échantillon est portée par un des deux verres tube sur soit une sensible IR caméra (Lcam) ou la fente d’entrée du spectromètre (Lspec). Mouvement de L1 le long de l’axe z ajuste la mise au point de l’image, et translation latérale de L2, l’image est de balayer le plan de l’échantillon. Les focales de L1 et L2 sont égaux, donc leur grossissement est l’unité. Ceci est fait pour maximiser la gamme que L2 peuvent être traduits avant le vignettage se produit.
Pour faciliter l’alignement et l’emplacement d’une QD, un illuminateur de construction artisanale fondé sur l’illumination Kohler est incorporé dans la configuration, comme illustré à la Figure 1. L’illumination de Kohler vise à fournir un éclairage homogène à l’échantillon et de veiller à ce qu’un image de la source lumineuse de l’éclairage n’est pas visible dans l’image de l’échantillon. Les configurations de la lentille de l’illuminateur et le chemin de la collection sont soigneusement conçues pour séparer les avions conjugué image de l’échantillon et la source lumineuse. Toutes les lentilles dans le chemin de la collection sont séparé de ses voisins par la somme de leurs longueurs focales. Ceci garantit que chaque fois que l’image de l’échantillon est mise au point – tels que vers le capteur de la caméra – l’image de la source lumineuse est complètement défocalisé. De même, où l’image de la source lumineuse est en bref – comme dans le plan focal arrière de l’objectif – l’image de l’échantillon est complètement défocalisé. La source lumineuse est un commercial light emitting diode (LED) émettant à 940 nm. L’ouverture du diaphragme permet le réglage de l’intensité de l’éclairage et le diaphragme de champ détermine le champ de vision à être éclairée. Les clés pour réaliser un éclairage homogène sont pour définir la distance entre K4 et L2 pour correspondre à la somme de la longueur focale des deux lentilles de l’objectif, et faire en sorte que l’ouverture de Lobj n’est pas trop rempli par l’éclairage. Dans ce protocole, l’éclairage est également utilisé pour optimiser la distance entre Lobj et l’échantillon.
L’ objectif Lobj et soit l’objectif tube fournit un grossissement de 20 x sur l’appareil ou le spectromètre. La paire de lentille L3 et L4 entre Lobj et Lspec forme un autre télescope képlériens qui fournit un grossissement de 4 supplémentaire x à l’image sur le dispositif de couplage charge (CCD) du spectromètre. L’ajout de lentilles entraîne un grossissement total de 80 x, ce qui est nécessaire de distinguer dans l’espace fluorescence de proximité QDs. L3 et L4 L3 et L4 est montés sur le retournement de montures pour faciliter le passage de l’agrandissement, car un grossissement x 20 fournit un plus grand champ de vision sur l’échantillon.
Pour chevaucher le champ de vision de la trajectoire de la collection avec le chemin de la poutre de l’excitation grâce à Guide d’ondes, les émissions provenant du continuum du mouillage couche point quantique sont utile. On peut déterminer la longueur d’onde d’émission de la couche de mouillage en mesurant le spectre d’émission de l’échantillon sous ci-dessus l’excitation de la bande interdite. Pour notre exemple, mouillage d’émission couche se produit à environ 880 nm à 4,2 K. En couplant un faisceau de laser cw à 880 nm dans le Guide d’ondes de l’échantillon, on peut observer un motif stries formées par la PL de la couche de mouillage, qui est montrée dans la vidéo ci-jointe. Le streak révèle le chemin de propagation de la lumière d’excitation qui a été couplé à Guide d’ondes. La présence de cette série combinée avec la capacité de la surface de l’échantillon d’images facilite l’alignement de personnalisation.
Protocol
Representative Results
Discussion
Les étapes critiques du protocole sont : le mode de correspondance et l’alignement du faisceau excitation à la mode de guide d’ondes ; et un alignement correct et mise au point de l’optique de la collection. Les parties les plus difficiles de ces étapes sont l’alignement initial ; optimiser le couplage d’une installation déjà aligné est relativement simple. Les collecte et l’excitation zones de chevauchement sont une étape qui est simple avec la possibilité de l’image de l’échantillon sur la c…
Divulgations
The authors have nothing to disclose.
Acknowledgements
Les auteurs tiennent à remercier Glenn S. Solomon qui a fourni l’échantillon. Ce travail a été soutenu par la 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).
