从电可调远程量子点的双光子干扰的发射

1、远程电可调量子点发射出的双光子的干涉摘要自组装的量子点包括一个研究固态量子效应的多功能系统。许多设备已经开发来能够演示量子点的可控制充电、拉比震荡、相干自旋控制和电注入非经典光子的过程。通常被称为的“人工原子”，其量子点具有离散的能量级，使得它们用于编码的量子位可进行选择的，然而，这和单原子不同的是，没有两个量子点是一样的。这就要求区分光子介导的远程系统之间相同状态进行初始化的量子位和相互作用的量子信息应用程序的并发。我们发现，真正远程的、独立的量子点可以被调谐到同一能量用于大的可应用电场。这使得在耦合门控制发射双光子干扰和打开远程固态源之间传递量子信息成为可能。在离子、原子之间参量转换下，已

2、经观察到在自然情况下具有相同能量的光子和远程源之间的量子效应。最近，虽然干扰的可见性由于缺乏对发射能量和光子发射量的控制而被阻碍，但是，量子干涉已经由光子在同一芯片上的两个供体上的杂质上表现出来。这将有望能够独立地精确改造单个发射器的特性。计算两个量子点在相同能量下的发生转变的概率。通常情况下，跃迁能量宽度最多10电子伏，每个单独能量线的宽度有1到5微电子伏。因此，只有在一分钟时间内有机会发现有显著重叠光谱的量子点。也许调谐能量最实用的方法是施加一个垂直电场，但是，在使用的最常见的系统中In GaAs量子点和GaAs周边材料的低能量偏移限制了在隧道出口点的可施加的最大垂直电场强度才几十千伏每平

3、方厘米，而斯塔克效应证明发射能量线通常约为1毫电子伏。我们通过在GaAs/AlGaAs量子势井中心嵌入我们的量子点来规避这个问题。能带结构图如图1a所示。这个办法不仅保留了In GaAs/GaAs量子点系统的有利特性，而且还允许载流子限制，甚至可用特大垂直电场，其能量允许高达25微电子伏的变化。使用这种调谐技术，从远程量子点发射的光子被证明是难以区分的。我们在研究中使用了两组样品。第一组样品记作A，用做参考样品，在固定能量点1.314电子伏发射。第二组是一组可调的量子点（详见方法）。通常，几乎单个可调的量子点的载流子占有率的变化是有效电场F的函数（如图1b）。激发子（x）、双激发子（xx）和电

4、荷激发子（x2,第x）的状态都可以鉴别。每个状态在电场高达-500KV/cm下以抛物线的方式变化。电场在先前提到的值基础上以指数级增长，当达到260KV/cm时停止。高达25毫电子伏的斯塔克变化已经在单个X状态下观察到了。这和在更小的电场下测得的极化率和偶极距的数据一致。虽然识别最亮和最窄的线有一些偏差，但是我们发现大多数量子点都能够被调谐到目标能量1.314电子伏。下面我们利用点X2的状态加以说明。图1C演示了X2状态下两个能量相同的量子点的调谐。可调点（DOT1）加上250KV电场下以1.314电子伏发射光子。用布里 - PErot干涉仪扫描（在0.8微电子伏的分辨率）得到的高分率光谱中两

5、个状态被调谐到简并。点A有一条宽度为最大值一半5.2微电子伏的洛伦兹线。然而，点1在2.2微电子伏处的均匀线宽和在6.8微电子伏出的不均匀线宽都适合福格特函数。注意的是，其他点的谱线都变现为洛伦兹主线型。众所周知，频谱扩散是由于在静电环境下附近的杂质和缺陷俘获电子或其电子逃逸所引起的波动导致的，从而导致谱线有不同形状和宽度。为了进一步证明以上对能量的控制，采取双光子干扰测量这两个点。双光子干涉是指两个单光子从相反方向进入一个50:50的分光镜而聚合后一起发射出来，在这种条件下他们无法被区分开来的现象。这种方法还被用作一个量子光源的纯度测试。如图2所示，样品被保存在两个单独的相距1.1米的低温恒

6、温器中。极化鉴别用来从每个不同样品沿着特殊纤维制成的不同路径发射光子，使它们在50:50的耦合器中干涉（详见方法）。图3a和3b给出了双光子干涉的数据。其中点1和点A的能量失谐，E=0 eV，并且每个源发射的光子分别在平行方向和垂直方向都有偏振。双光子干涉的鲜明特征是在=0 ns时有一个相差。对于正交极化光子来说，光子是可以区别的而且相互之间不会发生干涉。因此，两个光子同时以相同或者相反方向从光束分离器出来的结果各占一半，相差为50%。 图1、可调源的光谱和结构特性。a、可调谐器件的活性区域附近的能带结构的示意图。InAs量子点层生长在包裹有Al0.75Ga0.25As短周期超晶格的10nmG

7、aAs量子墙的中心。b、单量子点作为域的典型的光谱是变化的。态被标识为激子(X)双激子(XX)和带电激子（X-，X+）。c、调谐点A和点1到相同的能量。d、在零失谐点A（黑圈）和1点（蓝圈）的高分辨率光谱。洛伦兹谱（蓝色曲线）是点A在线宽为5.2eV观察得到。点1显示为高斯分量并且和福格特函数（蓝色曲线）切合，也切合用最小二乘法拟合的残差。难以区分光子具有平行方向偏振，发生干涉失会偶然情况下使计数减小为0，相差为0%。值得注意的是每次测量的倾角值不会是理想值，因为检测器的有限响应时间。在脉冲实验中，当每个脉冲接近傅里叶变换限制c/(2r )=1(c 是相干时间，r 是辐射时间)和两个源以相同带

8、宽发射光子时，要求很高的清晰度。在我们实验中，高清晰度是基于相干时间和定时分辨率的比值c/（2）最大化，这使得我们不要求两个源的带宽匹配。我们已经开发出一个函数模型（详见补充资料）来计量有限的定时分辨率,以及不同的相干时间、分光系数、不完善波包重叠数=A1，和每个源有限的多光子g（2）（0）如图（3c,3d）。我们还在数值上计算点1的高斯分量包括发射能量的光谱抖动，福格特函数幅值大小符合发光光谱。为了好度量两个源之间互相不可区分的程度，我们定义双光子干涉的可见度为V（）=(（g(2)）-g(2)()/ （g(2)）。当光子同时到达50:50耦合器后进行后选择，从得到的原始测量数据中可见性为33

9、+1%（如图3e）,与我们的函数模型所得一致。如图3e中蓝色曲线所示，要不是定时分辨率的限制，有可能实现98%的可见性。还应该指出的是光谱线宽的差异会导致更小的相干倾角，但当使用更好的探测器时，这对深度没有影响。然而，当卷积一个有限响应时会导致可见性减小。扩展到多个量子位是实现量子信息处理有用的应用重大的述求。用量子点的线性光学方案将极大地从不同地点量子点阵列光子干涉中受益。此技术可以用于将不同能量的量子点调至相同。我们通过重复测量点A和另外两个调谐点的双光子干扰来证明。对点2和点3高分辨率光致发光谱测量显示了洛伦兹线的形状有微不足道的变宽。表1统计出了一些后选择的结果，每种情况下在挨着一个单

10、元给出了相交数。从表可以看出可以通过测量由独立的汉伯里 - 布朗和特维斯相干时间的决定可见性来观察相干性。这技术将得到许多用于量子通信网络和分布式量子计算的远端固态系统所需的难以区分的量子态。为了控制发射能量需要用到类似于著名的区别字符光子之间引入巧合的速度记录的HongOuMandel dip实验的实验设备，通常，通过相对于另外一个光子在时间上延缓光子来实现。此实验中，在点A和点1之间引入可控能量差，测量相干可见性（如图3f）。注意到，当E趋近于零时出现一个较大相干。均匀加宽的两个源，结果显示如图3f中所示峰的宽度应该等于两个源光谱线宽的总和（极限是当cr和）。我们的函数模型预测的一个较小的

11、峰宽度是15微电子伏。然而，实验中出现一个4.9微电子伏的峰宽度。这表明有限失谐的源比用它们光谱来预测更加难区别。会出现这种情况是由于发射光子的信息会被源所保留下来。例如，一个给定的时间内有比平均时间频谱更窄的线宽。这种现象在双光子干涉模型可接受范围外，但我们推测这个信息被量子点周围的固态环境从X-状态辐射复合后保留，例如导致点均匀变宽的波动。直接测试这点的一个有趣的方式是在光子发射后马上用单次吸收技术来直接探测环境。图3 |双光子干涉和汉伯里 - 布朗和特维斯的结果：实验数据以小圆圈表示，蓝色曲线是假定无限定时分辨率拟合得到，红色曲线是假定高斯响应为428时拟合得到。PS:图a b的双光子干

12、涉测得E=0 eV。具有相互正交极化的光子倾角在经典极限（虚线）之上，在图a中并没有发生干涉。平行的极化光子由于双光子干涉（如图b）导致倾角小50% 。图c,d是从点A（c）和点1（d）取汉伯里 - 布朗和特维斯自相关数据。图f，对可见度的测量结果是E的函数，与我们的模型相符（红色曲线），而且是洛伦兹型，FWHM=4.9eV（黑线）。在今后，即使在有限的定时分辨率条件下，也会有更高的相干可见性。这可以通过量子点S壳过度期的共振激发增加源的相干时间来实现。或者，通过在高Q腔中合并这些量子点和利用珀塞尔效应有可能得到用脉冲源来实验的高可见性。方法简单表述：参考样品（点A）是电注入InGaAs量子点

13、并嵌入在微腔的p-i-n二极管上。该样品的先前研究显示发射多光子的概率低，带宽窄而且有明亮的电致发光。发射状态是带负电荷的激子（X-）在1.314eV处发射。这种状态不仅在连续发射的光子条件下也在相干激光之间表现出高度的不可分辨性。第二组样品包含一个单层的InGaAs量子点，并被嵌入一个10纳米的外面包覆着Al0.75Ga0.25As的GaAs量子墙的中心。这些层包括了在两个布拉格反射器之间的半波长厚度的空腔。微腔的作用是加强光子的收集效率忽略光子的发射速率。微腔的铟沉积层的厚度被特别设计来在1.134eV处发射。杂质被引入是为了可以施加垂直电场。单个的点用位于顶部连接的有一系列圆圈孔的设备离

14、析。双光子的干涉：点A事通过施加一个固定的偏压，对应的电流相当于100到150毫安来驱动的。点1、2和3由连续波激光器在1.459eV激发。这些条件的选择是为了每个样品发射的光有同等的强度和明亮度，用时保持线宽很窄。每个量子点发射的光被引导到偏振分束器（如图2），在那里正交偏振光，共平行光光谱由单色器进行过滤分离。然后将他们耦合进由偏振保持单模光纤构成的干涉仪。与马赫-曾德早期的工作相反，我们的设置了初始偏振耦合器。相反偏振的光从每个源发射，然后单独沿特定的路径发送，这样消除了在50:50耦合器中发生二阶干扰的可能性。我们会定期交换被极化（不可区分）进行正交（可区分）相互平行的路径。这样，我们

15、在相同的实验运行期间建为这两种情况下的相关性，消除由于漂移的任何影响。光子用两个硅雪崩光电二极管D1和D2检测。系统的时间响应RF符合FWHM的=428ps的高斯分布。多光子发射：对于每个源的多光子发射概率在HanburyBrown和Twiss实验中通过阻断一个源的发射的同时测量另外一个的第二阶关连来测量。该实验的原理是当单光子流到达分束器的输入端时，不符合项应该在检测器上被测出来。图3c和3d的数据符合函数g（2）（）=Rf*（1-（1-B）Exp（-/d），是检测时间间隔，B是背景分量，这衰减率1/d是自发发射率1/r的总和除以源发射速率。每个图中的蓝色曲线是假设响应无线快的时候拟合的。点

16、A的B=0.05，d=600ps，点1的B=0，d=800ps。与我们的检测器的已知响应（红色曲线）进行卷积所得的结果和我们实验所得到的数据惊人的相符。参考文献1. Warburton, R. et al. Optical emission from a charge-tunable quantum ring. Nature 405, 926929 (2000).2. Zrenner, A.et al. Coherent properties of a two-level system based on a quantum dot photodiode. Nature 418, 612614

17、(2002).3. Atature, M. et al. Quantum-dot spin-state preparation with near-unity delity. Science 312, 551553 (2006).4. Yuan, Z. et al. Electrically driven single-photon source. Science 295, 102105 (2002).5. Hong, C., Ou, Z. & Mandel, L. Measurement of subpicosecond time intervals between two photons

18、by interference. Phys. Rev. Lett. 59, 20442046 (1987).6. Maunz, P. et al. Quantum interference of photon pairs from two remote trapped atomic ions. Nature Phys. 3, 538541 (2007).7. Olmschenk, S. et al. Quantum teleportation between distant matter qubits. Science 323, 486489 (2009). 8. Beugnon, J. et

19、 al. Quantum interference between two single photons emitted by independently trapped atoms. Nature 440, 779782 (2006). 9. Chanelie re, T. et al. Quantum interference of electromagnetic elds from remote quantum memories. Phys. Rev. Lett. 98, 113602 (2007). 10. Kaltenbaek, R. et al. Experimental inte

20、rference of independent photons. Phys. Rev. Lett. 96, 240502 (2006). 11. Halder, M. et al. Entangling independent photons by time measurement. Nature Phys. 3, 692695 (2007). 12. Sanaka, K. et al. Indistinguishable photons from independent semiconductor nanostructures. Phys. Rev. Lett. 103, 053601 (2

21、009). 13. Patel, R. et al. Postselective two-photon interference from a continuous nonclassical stream of photons emitted by a quantum dot. Phys. Rev. Lett. 100, 207405 (2008). 14. Ates, S. et al. Post-selected indistinguishable photons from the resonance uorescence of a single quantum dot in a micr

22、ocavity. Phys. Rev. Lett. 103, 167402 (2009). 15. Oulton, R. et al. Manipulation of the homogeneous linewidth of an individual In(Ga)As quantum dot. Phys. Rev. B 66, 045313 (2002). 16. Findeis, F., Baier, M., Beham, E., Zrenner, A. & Abstreiter, G. Photocurrent and photoluminescence of a single self

23、-assembled quantum dot in electric elds. Appl. Phys. Lett. 78, 29582960 (2001). 17. Finley, J. et al. Quantum-conned stark shifts of charged exciton complexes in quantum dots. Phys. Rev. B 70, 201308 (2004). 18. Berthelot, A. et al. Unconventional motional narrowing in the optical spectrum of a semi

24、conductor quantum dot. Nature Phys. 2, 759764 (2006). 19. Santori, C. et al. Indistinguishable photons from a single-photon device. Nature 419, 594597 (2002). 20. Bennett, A. et al. Indistinguishable photons from a diode. Appl. Phys. Lett. 92, 193503 (2008). 21. Legero, T., Wilk, T., Kuhn, A. & Rempe, G. Time-resolved two-photon quantum interference. Appl. Phys. B 77, 7978