量子ドット単一光子源

量子ドット単一光子源は、光キャビティ内に配置された単一の量子ドットに基づいています。これはオンデマンドの単一光子源です。レーザーパルスは、量子ドット内の励起子と呼ばれる一対のキャリアを励起することができます。自然放出による単一の励起子の崩壊により、単一の光子が放出されます。励起子間の相互作用により、量子ドットに単一の励起子が含まれている場合の放出は、量子ドットに複数の励起子が含まれている場合の放出とはエネルギー的に異なります。したがって、単一の励起子はレーザーパルスによって決定論的に作成でき、量子ドットは光子を1つずつ放出する非古典的な光源となり、光子反束形成を示します。単一光子の放出は、 2次強度相関関数を測定することで証明できます。放出された光子の自然放出率は、光キャビティ内の量子ドットを統合することで高めることができます。さらに、キャビティは明確に定義された光学モードでの放射をもたらし、光子源の効率を高めます。

21世紀初頭から量子情報科学への関心が高まるにつれ、さまざまな種類の単一光子源の研究が盛んになってきました。1985年に初めて報告された先駆的光子源^[1]などの初期の単一光子源は、非決定論的プロセスに基づいています。量子ドット単一光子源はオンデマンドです。マイクロディスク構造の量子ドットに基づく単一光子源は、2000年に報告されました。^{[2]その後、光源はフォトニック結晶[3]}やマイクロピラー^[4]などのさまざまな構造に埋め込まれました。分布ブラッグ反射器（DBR）を追加することで、明確に定義された方向への放射と放射効率の向上が可能になりました。^[5]ほとんどの量子ドット単一光子源は極低温で動作する必要があり、これは依然として技術的な課題です。^[5]もう1つの課題は、光ファイバー通信アプリケーション向けに、通信波長で高品質の量子ドット単一光子源を実現することです。^[6] 2次元フォトニック結晶共振器内の通信波長量子ドットのパーセル増強単一光子放出に関する最初の報告では、品質係数が2,000であり、放出率と強度がそれぞれ5倍と6倍に増強されたことが示されています。^[7]

半導体内の電子を価電子帯から伝導帯に励起すると、励起状態、いわゆる励起子が生成されます。この励起子の自然放射崩壊により、光子が放出されます。量子ドットは離散的なエネルギー準位を持つため、量子ドット内に同時に複数の励起子が存在することはありません。したがって、量子ドットは単一光子の放出源です。優れた単一光子源を作成する上で重要な課題は、量子ドットからの放出が効率的に収集されるようにすることです。そのためには、量子ドットを光キャビティに配置します。このキャビティは、たとえば、マイクロピラー内の 2 つの DBR で構成できます (図 1)。キャビティにより、明確に定義された光モードでの自然放出が強化され (パーセル効果)、光ファイバーへの放出の効率的な誘導が容易になります。さらに、励起子の寿命が短縮されるため(図 2 を参照) 、ノイズによる 線幅の広がりの重要性が軽減されます。${\displaystyle \Delta t}$

このシステムはJaynes-Cummings モデルで近似できます。このモデルでは、量子ドットは光キャビティの 1 つのモードとのみ相互作用します。光モードの周波数は明確に定義されています。これにより、偏光子によって偏光が調整されている場合、光子を区別できなくなります。Jaynes-Cummings ハミルトニアンの解は真空ラビ振動です。励起子と相互作用する光子の真空ラビ振動は、励起子ポラリトンとして知られています。

2 つの光子が同時に放出される可能性を排除するためには、一度にキャビティ内に存在できる励起子が 1 つだけであることを確認する必要があります。量子ドット内の離散的なエネルギー状態は、1 つの励起のみを許可します。さらに、リュードベリ遮断は、同じ空間での 2 つの励起子の励起を防ぎます... ^[8]既存の励起子との電磁相互作用により、同じ空間に別の励起子を作成するためのエネルギーがわずかに変化します。ポンプ レーザーのエネルギーが共鳴に調整されている場合、2 番目の励起子は生成されません。それでも、量子ドットで同時に 2 つの励起が存在する可能性はわずかにあります。小さな体積に閉じ込められた 2 つの励起子は、双励起子と呼ばれます。それらは互いに相互作用し、したがってエネルギーをわずかに変化させます。双励起子の崩壊によって生じる光子は、励起子の崩壊によって生じる光子とは異なるエネルギーを持っています。出射ビームを光フィルターに通すことで、それらを除去できます。^[9] 量子ドットは、電気的にも光学的にも励起できます。^[5]光ポンピングでは、量子ドットの励起にパルスレーザーを使用することができます。励起子を生成する確率を最大にするために、ポンプレーザーは共鳴に調整されます。 ^[10]これはブロッホ球上のパルスに似ています。ただし、この方法では、放出された光子はポンプレーザーと同じ周波数を持ちます。それらを区別するには偏光子が必要です。^[10]キャビティからの光子の偏光方向はランダムであるため、放出された光子の半分はこのフィルターによってブロックされます。 ${\displaystyle \pi}$

単一光子源として機能する量子ドットキャビティシステムを実現するには、いくつかの方法があります。典型的なキャビティ構造は、マイクロピラー、フォトニック結晶キャビティ、または調整可能なマイクロキャビティです。キャビティ内では、さまざまな種類の量子ドットを使用できます。最も広く使用されているタイプは、Stranski-Krastanov成長モードで成長した自己組織化InAs量子ドットですが、局所液滴エッチング^{[11] [12]}などの他の材料や成長方法も使用されています。さまざまな実験的実現のリストを以下に示します。

• マイクロピラー: このアプローチでは、量子ドットは 2 つの分布ブラッグ反射鏡(DBR ミラー) の間に成長します。DBR は通常、分子線エピタキシー(MBE) によって成長します。ミラーには、屈折率の異なる 2 つの材料が交互に成長します。歪みを防ぐために、それらの格子パラメータが一致している必要があります。可能な組み合わせは、アルミニウム ヒ素層とガリウム ヒ素層の組み合わせです。^{[10] [13]}最初の DBR の後、バンドギャップの小さい材料を使用して、最初の DBR の上に量子ドットを成長させます。これで、量子ドットを含む層の上に DBR の 2 番目の層を成長させることができます。ピラーの直径はわずか数ミクロンです。光モードがキャビティから出ないようにするには、マイクロピラーが導波路として機能する必要があります。半導体は通常、屈折率が比較的高く、約 n≅3 です。^[14]したがって、抽出円錐は小さくなります。滑らかな表面では、マイクロピラーはほぼ完全な導波路として機能します。しかし、壁の粗さとマイクロピラーの直径の減少に伴って損失は増大する。^{[15]したがって、損失を最小限に抑えるには、エッジを可能な限り滑らかにする必要がある。これは、}電子ビームリソグラフィーでサンプルを構造化し、ピラーを反応性イオンエッチングで処理することで実現できる。^[9]

• 量子ドットを収容する調整可能なマイクロキャビティも、単一光子源として使用することができる。^{[16] [17]}マイクロピラーとは異なり、量子ドットの下には単一の DBR のみが成長している。キャビティの 2 番目の部分は、半導体から物理的に切り離された湾曲した上部ミラーである。上部ミラーは量子ドットの位置に対して移動できるため、必要に応じてキャビティの量子ドット結合を調整できる。マイクロピラーに対するさらなる利点は、ダイオード構造を使用することで量子ドットの電荷環境を安定化できることである。^[18]マイクロキャビティシステムの欠点は、キャビティを調整するために追加の機械部品が必要になり、システム全体のサイズが大きくなることである。

• マイクロレンズと固体浸漬レンズ：量子ドット単一光子源の輝度を高めるために、マイクロレンズ構造も使用されています。^{[19]その概念は、固体浸漬レンズで達成できるものと同様に、}全反射による損失を減らすことです。^[20]

• 他の単一光子源としては、量子ドットを含むナノビームまたはフォトニック結晶導波路^{[21] [22] [23]がある。このような構造ではDBRは必要ないが、出力効率を向上させるために使用できる。マイクロピラーと比較して、このアーキテクチャには光子のオンチップルーティングが可能であるという利点がある。 [24]}その一方で、構造サイズははるかに小さく、より高度なナノ製造技術が必要である。量子ドットが表面に近接していることもさらなる課題である。

単一光子源は反集束を示す。光子は一度に1つずつ放出されるため、理想的な光源で2つの光子が同時に見られる確率は0である。光源の反集束を確認するには、自己相関関数を測定することができる。光子源が反集束するのは、 ≤の場合である。^[25]理想的な単一光子源の場合、である。実験的には、ハンベリー・ブラウン・ツイス効果を使用して測定される。共鳴励起スキームを使用すると、 の実験値は通常、わずか数パーセントの範囲である。^{[10] [13]}共鳴励起なしでまでの値に到達した。^[26]${\displaystyle g^{(2)}(\tau )}$${\displaystyle g^{(2)}(0)}$${\displaystyle g^{(2)}(\tau )}$${\displaystyle g^{(2)}(0)=0}$${\displaystyle g^{(2)}(\tau )}$${\displaystyle g^{(2)}(0)}$${\displaystyle g^{(2)}(0)=7.5\times 10^{-5}}$

応用上、単一光子源から放出される光子は区別がつかないものでなければならない。ジェインズ・カミングス・ハミルトニアンの理論的解は、偏光のみがランダムである明確に定義されたモードである。光子の偏光を揃えた後、それらの区別がつかないかどうかを測定することができる。そのために、ホン・オウ・マンデル効果を使用する。光源の2つの光子は、2つの異なる入力チャネルから同時に50:50ビームスプリッターに入るように準備される。検出器はビームスプリッターの両方の出口に設置される。2つの検出器間の一致が測定される。光子が区別できない場合、一致は発生しないはずである。^[27]実験的には、ほぼ完全な区別がつかないことがわかった。^{[13] [10]}

単一光子源は量子通信科学において非常に重要である。それらは真の乱数発生器として使用できる。^[5]ビームスプリッターに入る単一光子は固有の量子不確定性を示す。乱数はモンテカルロ法を用いたシミュレーションで広く使用されている。

さらに、単一光子源は量子暗号に不可欠です。BB84 ^{[28]方式は}、証明可能な安全な量子鍵配布方式です。一度に1つの光子のみを完全に放出する光源で機能します。複製禁止定理により、^[29]気付かれずに盗聴することはできません。鍵を書き込む際に量子ランダム性を使用すると、コードを解読するために使用できる鍵のパターンを防ぐことができます。

それ以外にも、単一光子源は量子場理論のいくつかの基本的な性質をテストするために使用することができます。^[1]

• 光マイクロキャビティ
• 量子ドット
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