Кинетика стимулированного поляритон-поляритонного рассеяния в планарных полупроводниковых микрорезонаторах

В последние три столетия, начиная с основополагающих работ Ньютона, развитие областей физики, изучающих свойства электромагнитного поля и свойства материи, всегда шло рука об руку. Взаимодействие вещества и света на протяжении многих веков интересовавшее исследователей, с развитием прикладного математического аппарата стало одновременно предметом и методом научного познания. Активное изучение свойств вещества и света, и структуры их взаимодействий сначала на макроскопическом уровне, а затем, с появлением квантовой теории, и на микроскопическом уровне привело к созданию оптического квантового генератора (1960г.) и МОП-транзистора (1960г.) являющихся основой всей современной телекоммуникационной и компьютерной индустрии.

Дальнейший бурный технологический прогресс, наблюдаемый за последние 50 лет, способствовал развитию методов создания и детектирования электромагнитного поля и возникновению нового направления физических исследований, называемого «квантовая оптика». В свою очередь, требования к уменьшению физического объёма и повышению быстродействия вычислительных устройств привели к созданию новых технологий роста кристаллов, таких как метод молекулярно-пучковой эпитаксии (МПЭ) и газофазной эпитаксии из паров метало-органических соединений (ГФЭМОС). Применение данных методов роста позволило создавать полупроводниковые гетероструктуры различной геометрии с квантовым «конфайнментом» (пространственным ограничением) носителей в них: полупроводниковые квантовые ямы [КЯ], квантовые нити и квантовые точки (ограничение движения носителей в одном, двух и трёх направлениях, соответственно). Исследование поведения носителей в данных гетероструктурах привело к открытию фундаментальных физических эффектов, таких как квантовый эффект Холла и созданию устройств нового поколения, таких как светодиоды, лазерные диоды.

Обратной стороной бурно развивающейся миниатюризации и быстродействия интегрированных электронных схем является сильное увеличение диссипации электрической энергии. Поэтому, в настоящее время, всё чаше предлагается использовать кванты электромагнитного поля (фотоны) как альтернативный электронам носитель информации. Это связано с рядом преимуществ фотонов перед электронами: более высокая скорость распространения означает больший объём переносимой в единицу времени информации, отсутствие взаимодействия между фотонами и меньшая чувствительность к различного рода взаимодействиям приводит к уменьшению диссипации. Фотоны имеют также спиновую степень свободы, позволяющую рассматривать их как кубиты и использовать в квантовых вычислительных процессах. В связи с этим, актуальным направлением является изучение оптических свойств низкоразмерных структур, эффективно изменяющих состояние электромагнитного поля.

Одной из таких структур является полупроводниковый микрорезонатор (МР) [1]. В МР, в активной области между двух диэлектрических брэгговских зеркал, состоящих из последовательного набора пар слоёв, имеющих толщину равную XIА (1 — длина волны света, на которую настроен МР) и существенно разный показатель преломления, реализуется пространственное ограничение электромагнитного поля, что ведёт к высокой частотной и пространственной концентрации световой энергии в собственной моде резонатора. В тоже время, варьируя толщину слоёв брегговских зеркал, можно изменять положение максимума спектральной плотности электромагнитной энергии.

В полупроводниковых структурах кулоновское притяжение между электроном и дыркой приводит к формированию связанного состоянияэкситона с энергией связи от нескольких мэВ (Ое, ОаАэ) до нескольких десятков мэВ (ОаЫ, ZnO) [2,3]- Если поместить КЯ в активную область резонатора в пучность электромагнитного поля так, чтобы частота собственной фотонной моды МР была близка к частоте экситонного перехода, то, при условии достаточно малых спектральных ширин линий, можно реализовать режим сильной связи между фотоном в МР и экситоном в КЯ [1,4]. В результате образуются новые собственные состояния МР, называемые экситонными поляритонами, являющиеся смешанными экситон-фотонными состояниями. В отличие от объёмных полупроводников, для МР с КЯ характерна большая энергия экситон-фотонного взаимодействия (до 50 мэВ в GaN структурах) [5,6].

Сильное экситон-фотонное взаимодействие приводит к расталкиванию дисперсий исходных частиц, в результате экситонный поляритон имеет две дисперсионные ветки: нижнюю и верхнюю поляритонные ветки (НПВ и ВПВ) дисперсии [1]. В области дна НПВ закон дисперсии поляритона может рассматриваться как квадратичный с очень малой эффективной массой ~ 10″ 4 массы экситона в КЯ. Как следствие, плотность поляритонных состояний вблизи дна НПВ во столько же раз меньше экситонной в КЯ. Таким образом, при определённых условиях фотовозбуждения возможно добиться макрозаполнения поляритонных состояний вблизи дна НПВ при небольшой плотности фотовозбуждённых экситонов, когда расстояние между ними существенно больше боровского радиуса экситонов и поляритоны являются хорошо определёнными квазичастицами.

Вследствие бозоиной природы поляритонов при факторах заполнения состояний, больших 1, в данные состояния должно развиваться стимулированное рассеяние и конденсация поляритонов [7].

Впервые подобное рассеяние наблюдалось в экспериментах «накачка-зондирование» при импульсной лазерной накачке МР [8,9]. Было найдено, что резонансное возбуждение импульсом накачки поляритонных состояний с ЕЬр (кр), где Ец>(кр) — энергия поляритона с квазиимпульсом к = кр на НПВ, в области точки перегиба НПВ приводит к усилению интенсивности пробного импульса с к, ~ 0 на энергии НПВ ЕЬР (к ~ 0). Эффект усиления объяснялся параметрическим поляритон-поляритонным рассеянием двух поляритонов из накачиваемого состояния с Ец>(Ц) в «сигнальное» состояние с ЕЬР (к8 ~ 0) и «холостое» состояние с Ец>(к} ~ 2Ц) и рассматривался в рамках стандартной модели четырёхволнового смешивания. Рассеяние стимулируется большим заполнением поляритонных состояний на дне НПВ, создаваемым пробным импульсом.

В дальнейших экспериментах без использования пробного импульса [10,11] выяснилось, что процесс поляритон-поляритонного рассеяния в МР обладает рядом особенностей. Так, при вариации частоты и квазиимпульса накачки вблизи точки перегиба НПВ, квазиимпульсы «сигнального» и «холостого» состояний остаются прежними (к8 ~ 0 и к} ~ 2кр), что противоречит предсказаниям стандартной модели четырёхволнового смешивания. В работах [12−15] была предложена квазиклассическая модель, описывающая стимулированное поляритон-поляритонного рассеяния (СППР) в плотной поляритонной системе как взаимную конкуренцию двух неустойчивостей: собственной неустойчивости возбуждаемой поляритонной моды относительно внешней накачки и ее параметрическую неустойчивость относительно поляритон-поляритонного рассеяния. Развитие СППР, согласно данной модели, происходит следующим образом: внутреннее электрическое поле на КЯ в моде накачки растёт сверхлинейно с увеличением интенсивности фотовозбуждения и при превышении порога бистабильности испытывает скачок. При этом система переходит в область неустойчивости относительно поляритон-поляритонного рассеяния, что приводит к лавинообразному заполнению поляритонных состояний в широкой области к-пространства вблизи основного состояния с к = 0. Дальнейшее формирование конденсатных поляритонных состояний с к5 ~ 0 и к- ~ 2кр происходит вследствие коллективных процессов самоорганизации в НП системе, а стабильность трехмодовой структуры обеспечивается наличием большого числа «надконденсатных» слабозаполненных состояний [16,А2].

Целью настоящей диссертационной работы является экспериментальное исследование кинетики СППР в планарных полупроводниковых МР и изучение влияния на СППР других каналов рассеяния поляритонов.

Научная новизна работы заключается в том, в ней впервые исследована динамика СППР с высоким временным разрешением, изучены процессы образования макрозаполненных состояний поляритонного оптического параметрического осциллятора (ОПО), изучено влияние взаимодействия поляритонов со свободными носителями на процесс СППР, исследованы особенности развития СППР в спинорной поляритонной системе. На основании полученных экспериментальных результатов, предложенная ранее теоретическая модель [12−15] СППР в скалярной поляритонной системе расширена на случай спинорной поляритонной системы: в ней учтено взаимодействие поляритонов с некогерентным экситонным резервуаром [А6,17]. В результате, для общего случая развития СППР с спинорной поляритонной системе достигнуто качественное согласие результатов эксперимента и моделирования.

Практическая ценность работы заключается в том, что в результате исследования были выяснены механизмы развития СППР как в скалярной, так и в спинорной поляритонных системах. Полученные результаты могут быть использованы в физике нелинейных многочастичных систем, включающих частицы с законом дисперсии, имеющим точки перегиба. Исследованные свойства СППР в поляритонных систем в МР, такие как высокая эффективность СППР (квантовый выход ~ 1%) и поляризационные неустойчивости в спинорной поляритонной системе позволяют надеяться на их использование в спинтронике для создания, например, спиновой логической ячейки или для создания спин-зависимых оптоэлектронных устройств [18, 19].

Основные положения выносимые на защиту:

1. Посредством исследования кинетики возбуждаемой НП моды и распределения поляритонной плотности по НПВ изучен процесс развития СППР в плоских ваАв МР с 1пСаА8/ОаА8 КЯ в активной области в условиях резонансного фотовозбуждения вблизи точки перегиба НПВ. Показано, что ключевую роль в развитии СППР играет взаимоконкуренция двух нестабильностей накачиваемой моды, возникающих вследствие контактного НП-НП взаимодействия: сначала развивается собственная неустойчивость, обусловленная нелинейностью возбуждаемого поляритонного осциллятора, которая переводит систему НП в область сильной параметрической нестабильности относительно поляритон-поляритонного рассеяния. Развитие последней приводит к заполнению широких областей к-пространства вблизи НП состояний с к = 0 и к = 2кр, а затем в течении 100−200 пс распределение поляритонов в к-пространстве сильно сужается в результате процессов самоорганизации в плотной НП системе и формируются макрозаполненные НП состояния «сигнала» с к ~ 0 и «холостого» сигнала с к ~ 2кр.

2. Найдено, что широко используемая в литературе модель трех-модового поляритонного ОПО [1] не достаточна для описания эволюции сигнала СППР из к = 0 при резонансном фотовозбуждении МР выше точки перегиба НПВ. Качественное описание динамики развития СППР достигается в рамках модели когерентного многомодового ОПО [12−16], учитывающей парные межмодовые взаимодействия поляритонов на НПВ. Рассмотрены причины отсутствия количественного согласия результатов эксперимента и моделирования.

3. Исследовано влияние дополнительных механизмов рассеяния поляритонов на развитие СППР при резонансном фотовозбуждении выше точки перегиба НПВ. Обнаружено, что межзонная подсветка оказывает сильное влияние на динамику СППР: 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 НП моды в результате увеличения концентрации долгоживущих экситоноподобных поляритонов, образующихся в результате рассеяния резонансно возбуждаемых поляритонов на фотовозбужденных свободных носителях.

4. Исследовано влияние спиновой анизотропии поляритон-поляритонного взаимодействия на развитие нестабильностей в возбуждаемой моде при резонансном фотовозбуждении вблизи точки перегиба НПВ. Найдено, что при линейно-поляризованном возбуждении МР динамика развития неустойчивостей в возбуждаемой моде не отличается от наблюдаемой для скалярной бесспиновой системы поляритонов, реализуемой при возбуждении МР циркулярно-поляризованным светом. При этом, поляризация в возбуждаемой моде сохраняет поляризационное состояние накачки, т. е. отклик внутреннего поля не демонстрируют поляризационной мультистабильности, ожидаемой в рамках когерентной многомодовой модели ОПО. Не обнаружено также ожидаемого в рамках этой модели увеличения порога развития СППР при переходе от циркулярно к линейно-поляризованному возбуждению.

5. Для различных поляризационных состояний накачки исследована кинетика сигнала стимулированного поляритонного рассеяния из НП состояния к = 0. Показано, что при возбуждении МР линейно-поляризованным (ТЕ или ТМ) светом, сигнал СППР также линейно-поляризован, причём направление его поляризации перпендикулярно направлению поляризации внутреннего поля в возбуждаемой моды. Данный результат согласуется с наблюдениями, полученными для стационарного режима накачки и объясняется притягательным характером взаимодействия между поляритонами, имеющими противоположные проекции полных моментов.

6. Установлено, что для описания динамики накачиваемой моды и сигнала СППР в спинорной НП системе необходимо включить в рассмотрение взаимодействие поляритонов с резервуаром долгоживущих оптически неактивных экситонов. Моделирование кинетики СППР в рамках модели многомодового ОПО [12−16], дополненной взаимодействием с экситонным резервуаром [17,А6] показало, что предложенная модель качественно описывает эволюцию накачиваемой моды и сигнала СППР при линейном и эллиптически поляризованном возбуждении, включая отсутствие поляризационной мультистабильности при линейно-поляризованном возбуждении и наблюдаемые поляризационные неустойчивости при эллиптически поляризованном возбуждении.

Апробация работы. Результаты работы докладывались на семинарах ЛНЭП и ученом совете ИФТТ РАН, Российской конференции по физике полупроводников (Екатеринбург, 2007), международном симпозиуме «Nanostructures: Physics and Technology» (Новосибирск, 2007), международных конференциях «Physics of Light-Matter Coupling in Nanostructures» (Токио, Япония, 2008), «Optics of Excitons in Confined Systems» (Мадрид, Испания, 2009).

Публикации. Результаты исследований, проведённых в диссертации, отражены в 6 работах [А1-А6].

Структура и объём диссертации. Диссертация состоит из Введения, пяти глав, Заключения, списка публикаций по материалам диссертации и списка литературы.

§ 5.3 Выводы.

Таким образом, в данной главе для изучения влияния спиновой анизотропии поляритон-поляритонного взаимодействия на развитие нестабильностей в возбуждаемой моде и сигнале СППР была исследована кинетика накачиваемой НП моды и сигнала стимулированного поляритонного рассеяния при резонансном возбуждении МР эллиптически поляризованным светом вблизи точки перегиба НПВ. Было найдено, что при линейно-поляризованном возбуждении МР динамика развития неустойчивостей в возбуждаемой моде не отличается от наблюдаемой в скалярной бесспиновой системе поляритонов, реализуемой при возбуждении МР циркулярнополяризованным светом. При этом, отклик внутреннего поля не демонстрируют поляризационной мультистабильности, ожидаемой в рамках когерентной многомодовой модели ОПО [91,92]. Не обнаружено также ожидаемого в рамках этой модели увеличения порога развития СППР при переходе от циркулярно к линейно-поляризованному возбуждению.

При возбуждении МР эллиптически поляризованным светом обнаружены поляризационные неустойчивости накачиваемой моды и сигнала СППР. Динамика развития неустойчивостей не описывается ни моделью трехмодового ОПО, ни когерентной многомодовой моделью ОПО [12−16]. Найдено, что для описания динамики накачиваемой моды и сигнала СППР в спинорной системе поляритонов необходимо учитывать взаимодействие поляритонов с резервуаром долгоживущих экситонов.

Сравнение эксперимента с результатами моделирования эволюции спинорной НП системы в рамках многомодовой модели ОПО [12−16], дополненной взаимодействием с экситонным резервуаром [17,А6], показало, что предложенная модель качественно описывает эволюцию как накачиваемой моды, так и сигнала СППР и при линейном и при эллиптически поляризованном возбуждении, в том числе она объясняет отсутствие поляризационной мультистабильности при линейно поляризованном возбуждении и все наблюдаемые поляризационные неустойчивости при эллиптически поляризованном возбуждении.

ЗАКЛЮЧЕНИЕ

.

Целью настоящей диссертационной работы является детальное экспериментальное исследование кинетики стимулированного поляритон-поляритонного рассеяния в планарных полупроводниковых микрорезонаторах и изучение влияния на развитие данного процесса дополнительных каналов рассеяния поляритонов.

Получены следующие результаты:

1. Исследована динамика возбуждаемой НП моды и распределения поляритонной плотности по НПВ в плоских GaAs МР с InGaAs/GaAs КЯ в активной области в условиях резонансного фотовозбуждения вблизи точки перегиба НПВ. Обнаружено гистерезисное поведение зависимостей электрического поля на КЯ и резонансной энергии возбуждаемой НП моды от плотности внешней накачки. Найдено, что эти гистерезисные кривые отличаются друг от друга.

2. Показано, что развитие с ростом плотности возбуждения нестабильности возбуждаемой моды, обусловленной нелинейностью поляритонного осциллятора, приводит к скачкообразному росту и jEqw и Elp. При этом, скачкообразный рост поля в возбуждаемой моде переводит НП систему в область сильной параметрической нестабильности относительно межмодового рассеяния, развитие которой ведет к резкому уменьшению поля в этой моде из-за перераспределения возбуждаемых поляритонов в импульсном пространстве, однако слабо влияет на ее резонансную энергию, определяемую полной плотностью поляритонов. Найдено, что сначала, в результате параметрического рассеяния, заполняются широкие области k-пространства вблизи к = 0 и к = 2кр, а затем в течении 100−200 пс распределение поляритонов в к-пространстве сильно сужается в результате процессов самоорганизации в плотной НП системе и формируются макрозаполненные НП состояния сигнала с к ~ 0 и холостого сигнала с к ~ 2кр.

3. Найдено, что широко используемая в литературе теоретическая модель трех-мод ового поляритонного ОПО [1] не описывает динамику сигнала СППР в к=0 при резонансном фотовозбуждении выше точки перегиба НПВ. Качественное описание динамики развития СППР было достигнуто в рамках модели когерентного многомодового ОПО [12−16], учитывающей парные межмодовые взаимодействия поляритонов на НПВ.

4. Обнаружено сильное влияние межзонной подсветки на динамику СППР в плоских ваАв МР при резонансном фотовозбуждении выше точки перегиба НПВ: 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.

5. Исследовано влияние спиновой анизотропии поляритон-поляритонного взаимодействия на развитие нестабильностей в возбуждаемой моде при резонансном фотовозбуждении вблизи точки перегиба НПВ. Найдено, что при линейно-поляризованном возбуждении МР динамика развития неустойчивостей в возбуждаемой моде не отличается от наблюдаемой в скалярной бесспиновой системе поляритонов, реализуемой при возбуждении МР циркулярно-поляризованным светом. При этом, поляризация внутреннего поля в возбуждаемой моде сохраняет поляризационное состояние накачки, т. е. отклик внутреннего поля не демонстрируют поляризационной мультистабильности, ожидаемой в рамках когерентной многомодовой модели ОПО [91,92]. Не обнаружено также ожидаемого в рамках этой модели увеличения порога развития СППР при переходе от циркулярно к линейно-поляризованному возбуждению [91,92].

6. Исследована кинетика накачиваемой НП моды и сигнала СППР при возбуждении МР эллиптически поляризованным светом. Обнаружены поляризационные неустойчивости накачиваемой моды и сигнала СППР, обусловленные анизотропией спин-зависимого поляритон-поляритонного взаимодействия. Найдено, что эти неустойчивости не описываются ни моделью трехмодового ОПО, ни когерентной многомодовой моделью ОПО.

7. Показано, что для описания динамики накачиваемой моды и сигнала СППР в спинорной системе поляритонов необходимо включить в рассмотрение взаимодействие поляритонов с резервуаром долгоживущих экситонов. Проведено моделирование эволюция спинорной НП системы в рамках многомодовой модели ОПО [12−16], дополненной взаимодействием с экситонным резервуаром [17,А6] и показано, что предложенная модель удовлетворительно описывает эволюцию накачиваемой моды и сигнала СППР при линейном и эллиптически поляризованном возбуждении, включая отсутствие поляризационной мультистабильности при линейно-поляризованном возбуждении и все наблюдаемые поляризационные неустойчивости при эллиптически поляризованном возбуждении.

В заключение хочу выразить глубокую признательность своему научному руководителю Владимиру Дмитриевичу Кулаковскому за постоянное внимание, терпение, многочисленные обсуждения и всестороннюю помощь и поддержку на всех этапах настоящей работы. Хочу поблагодарить Гаврилова Сергея, чьи теоретические разработки внесли огромный вклад в понимание физики рассматриваемых процессов. Я благодарен Крижановскому Дмитрию и Махонину Максиму, которые стали моими первыми наставниками по технике эксперимента. Хочу поблагодарить Ларионова Андрея Владимировича, Александра Васильевича Горбунова и Лебедева Михаила Витальевича за многочисленные обсуждения и консультации по технике эксперимента, а также всех сотрудников ЛНЭП за теплую дружественную и рабочую атмосферу. Я также благодарен своей жене Наталии за помощь в подготовке диссертации и посвящаю данную работу ей.