Institut des
NanoSciences de Paris
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Nanostructures et systèmes quantiques

Nano-objets individuels

  • Roger Grousson
  • Valia Voliotis
  • Richard Hostein
  • Léonard Monniello (doctorant)
  • Catherine Tonin (doctorante 2009-2012)
  • Alexandre Enderlin (doctorant 2007-2010)

L’activité de notre groupe est centrée autour d’une expérience de spectroscopie-image haute résolution à température variable, résolue en temps. Elle permet d’étudier les propriétés optiques d’un grand nombre de nanostructures, par exemple des fils et des boîtes quantiques de semiconducteur, des chaînes isolées de polymère conjugué [1, 2, 4, 5,7].

Publications récentes

Contrôle Cohérent d’un système à deux niveaux dans une boîte quantique semiconductrice

Les thèmes de recherche développés actuellement portent sur la cohérence des excitations électroniques dans des objets nanométriques. Dans cette direction, l’objectif est de comprendre et de contrôler la cohérence spatiale et/ou temporelle des électrons dans de nouveaux nano-objets qui sont par nature quantiques. Cette thématique à l’interface, optique quantique-matière condensée, rencontre par certains de ses aspects l’information quantique. L’analyse des propriétés d’un nano-objet individuel, parce qu’elle est libre de -tout effet de moyenne, permet de mieux comprendre les effets de décohérence liés au couplage de ces objets avec leur environnement L’information quantique implique la préparation et la manipulation cohérente d’états quantiques (Contrôle Cohérent). Les boîtes quantiques (BQ) semiconductrices ont des niveaux électroniques discrets que l’on peut manipuler avec la lumière, la maîtrise de croissance des BQ permettant leur intégration dans des dispositifs. Cependant, le temps de cohérence d’un état, c’est-à dire le temps pendant lequel la fonction d’onde conserve la mémoire de phase de l’onde qui l’a créée, est limité par les interactions entre la BQ et son environnement. Nous réalisons pour la première fois, le CC résonant de l’état fondamental d’une paire électron-trou, avec un temps de cohérence dix fois plus long que celui des états excités étudiés jusqu’à présent. La manipulation cohérente s’effectue pendant le temps de cohérence T2 de l’état quantique. Ainsi, il est préférable de préparer le système dans son état de plus basse énergie qui est le plus isolé de l’environnement et possède le T2 le plus long. La préparation de l’état quantique se fait à l’aide d’impulsions lumineuses et la lecture se fait grâce à la détection de la luminescence de la BQ. Les expériences résonnantes sont difficiles à mettre en œuvre, car l’émission est à la même énergie que l’excitation. Pour cela, nous avons développé une expérience originale de micro-luminescence en géométrie guidée, où les boîtes quantiques sont insérées à l’intérieur d’un guide d’onde unidimensionnel, de façon à augmenter le couplage lumière-BQ. Les expériences s’effectuent à basse température (7 K) (fig. 1 a et b).

 

 

Fig. 1 (a) :Schéma du montage expérimental. Des objectifs de grande ouverture numérique et de longue frontale, sont utilisés pour l’excitation et la détection de la luminescence. Un système confocal permet de préserver la résolution spatiale à 1µm2. (b) Photo de la partie basse du cryostat avec les trois objectifs de microscope. L’échantillon est collé sur un doigt froid. On aperçoit l’écran à azote en cuivre.

Les impulsions picosecondes sont délivrées par un laser Titane-Saphir, traversant un interféromètre de Michelson stabilisé en phase. Cela permet de contrôler parfaitement le retard entre les impulsions ainsi que leur phase relative de l’ordre du centième de la longueur d’onde. Elles se propagent le long du guide et la luminescence est collectée dans une direction perpendiculaire (fig. 2a) par un objectif de microscope de grande ouverture numérique. Un montage confocal préserve la résolution spatiale d’un micron carré.

 

 

Fig. 2 : (a) Schéma de la structure de l’échantillon fabriqué au LPN à Marcoussis. Un plan de boîtes d’InAs dans une couche de GaAs constitue le cœur du guide monomode, les barrières sont formées par une couche de GaAlAs. Des rubans d’un micron de large sont gravés à la surface pour réaliser le confinement latéral de la lumière. (b) Schéma du système à deux niveaux : le niveau 1 est l’état de paire électron-trou dans la BQ et l’état 0 est l’état du vide. Le système est excité par deux impulsions résonnantes, décalées d’un retard delta et de phase relative phi.

Avec ces impulsions résonnantes, il est possible de créer une superposition cohérente des états du système à deux niveaux (fig. 2 b) et de la contrôler. La première impulsion prépare l’état final : la luminescence collectée reflète la population photo-créée qui oscille alors entre les deux niveaux en fonction de l’intensité du champ, ce sont les oscillations de Rabi [8]. Le nombre de périodes observées ainsi que l’amplitude des oscillations sont limitées par le temps de vie T1 et le temps de cohérence T2 du système (fig. 3).

 

 

Fig. 3 : Oscillations de Rabi de l’état fondamental de l’exciton dans une BQ unique en fonction de l’aire de l’impulsion. L ‘amplitude des oscillations décroît rapidement avec la puissance d’excitation en raison du couplage non-linéaire avec le mode optique guidé. Celui-ci réduit le temps d’émission spontanée du dipôle. Les équations de Bloch optiques reproduisent de manière satisfaisante les expériences, si l’on introduit un paramètre phénoménologique de relaxation de la population dépendant de la puissance (courbe bleue).

La deuxième impulsion permet de manipuler l’état cohérent créé par la première. On observe une oscillation de l’intensité de la luminescence en fonction de la phase relative entre les deux impulsions, à un retard donné, due à un phénomène d’interférences (fig. 4a). Le contraste des franges diminue de manière exponentielle avec le retard, pendant un temps caractéristique donné par le temps T2 (fig 4b). Nous obtenons, pour un grand nombre de BQ étudiées, des temps T2 qui sont de l’ordre de grandeur du temps de vie T1 (entre 150 et 400 ps) mais inférieurs à la limite théorique de 2T1. Nous en déduisons que les mécanismes de relaxation proviennent, d’une part de l’émission spontanée, mais aussi de mécanismes de déphasage pur, dus à des processus virtuels d’interaction avec des phonons acoustiques [9], processus qui changent la phase de l’état sans modifier son énergie.

 

 

Fig. 4 : Expériences de contrôle cohérent. (a) Micro-luminescence d’une boîte quantique d’InAs/GaAs où l’on a préparé un état de cohérence maximum. Le spectre en bleu est obtenu lorsque les impulsions sont en phase, la luminescence est maximum. Le spectre en rouge est obtenu lorsque les impulsions sont en opposition de phase, la luminescence s’éteint. (b) Contraste des interférences en fonction du retard entre les deux impulsions. Le temps de déphasage obtenu est de 160 ps.

Publications récentes

[1] Magnetic polaron formation and exciton spin relaxation in single CdMnTe quantum dots, L. Kłopotowski, L. Cywiński, P. Wojnar, V. Voliotis, K. Fronc, T. Kazimierczuk, A. Golnik, M. Ravarro, R. Grousson, G. Karczewski, T. Wojtowicz, Phys. Rev. B 83, 081306(R) (2011)

[2] Stark Spectroscopy and Radiative Lifetimes in Single Self Assembled CdTe Quantum Dots, Ł. Kłopotowski, V. Voliotis, A. Kudelski, A. I. Tartakovskii, P. Wojnar, K. Fronc, R. Grousson, O. Krebs, M. S. Skolnick,G. Karczewski, and T. Wojtowicz, Phys. Rev. B 83, 155319 (2011)

[3] Tuning the inter-shell splitting in self-assembled CdTe quantum dots, K. Kuklinski, Ł. Kłopotowski,K. Fronc, M. Wiater, P. Wojnar, P. Rutkowski, V. Voliotis, R. Grousson, G. Karczewski, J. Kossut, and T. Wojtowicz, Appl. Phys. Lett. 99, 141906 (2011)

[4]Single InAs(1-x)P(x)/InP quantum dots as telecommunications-band photon sources, D. Elvira, R. Hostein, B. Fain, L. Monniello, A. Michon, G. Beaudoin, R. Braive, I. Robert-Philip, I. Abram, I. Sagnes, and A. Beveratos, Phys. Rev. B 84, 195302 (2011)

[5] Deciphering fluorescence signals by quantifying separately the excitation intensity from the number of emitters, R. Hostein, H. Aouani, H. Rigneault, and J. Wenger, Optics Lett. 36, 3317 (2011)

[6] Double-clad hollow core photonic crystal fiber for coherent Raman endoscope, S. Brustlein, P. Berto, R. Hostein, P. Ferrand, C. Billaudeau, D. Marguet, A. Muir, J. Knight, and H. Rigneault, Optics Express 19, 12562 (2011)

[7] Polarization properties of excitonic qubits in single self-assembled quantum dots, C. Tonin, R. Hostein, V. Voliotis, R. Grousson, A. Lemaître, and A. Martinez, Phys. Rev. B 85, 155303 (2012)

[8] Spontaneous formation and optical manipulation of extended polariton condensates, Wertz, E., Ferrier, L., Solnyshkov, D. D., Johne, R., Sanvitto, D., Lemaitre, A., Sagnes, I., Grousson, R., Kavokin, A. V., Senellart, P., Malpuech, G., Bloch, J., Nature Physics , 6, 860 ( 2010 )