Содержание к диссертации
Введение
1 Литературный обзор 10
1.1 Экситон-фотонное взаимодействие в микрорезонаторах , 10
1.1.1 Фотонные состояния в микрорезонаторах 10
1.1.2 Поляритонные состояния 11
1.1.3 Поляритонные состояния в микрорезонаторах . 13
1.1.4 Влияние случайного потенциала КЯ на поляритонные состояния в микрорезонаторе 19
1.2 Процессы рассеяния и релаксации поляритонов в микро-резонаторах 21
1.2.1 Энергетическая релаксация поляритонов при малой плотности возбуждения 21
1.2.2 Процессы стимулированного поляритонного рассеяния 26
1.2.3 Поляритон-поляритонное или гипер-Рамановское рассеяние 29
2 Образец и экспериментальная техника . 34
3 Энергетическая релаксация поляритонов возбужденных ниже уровня экситона 37
4 Стимулированное поляритон-поляритонное (параметрическое) рассеяние в полупроводниковых MP 50
4.1 Экспериментальное наблюдение стимулированного поляритон-поляритонного рассеяния при возбуждении циркулярно поляризованным светом 50
4.2 Поляритон-поляритонное рассеяние при возбуждении эллиптически поляризованным светом; биэкситоииый резонанс 60
4.3 Температурное поведение стимулированного параметричсского рассеяния в MP с неглубокой нижней поляритонной ветвью
4.4 Влияние релаксации некогерентных поляритонов на стимулированное поляритон-поляритонное рассеяние: случай глубокой нижней поляритонной ветви 74
5 Стимулированное поляритон-поляритонное рассеяние в плотной поляритонной системе . 79
5.1 Дополнительные моды в угловом спектре микрорезонатора вследствие рассеяния поляритонов макрозаполненных состояний 79
5.2 Стимулированное поляритон-поляритонное рассеяние при различных уровнях возбуждения. Теоретическая модель. 89
Заключение. 103
Список литературы. 106
- Влияние случайного потенциала КЯ на поляритонные состояния в микрорезонаторе
- Энергетическая релаксация поляритонов возбужденных ниже уровня экситона
- Поляритон-поляритонное рассеяние при возбуждении эллиптически поляризованным светом; биэкситоииый резонанс
- Дополнительные моды в угловом спектре микрорезонатора вследствие рассеяния поляритонов макрозаполненных состояний
Введение к работе
В последние годы движение в сторону миниатюризации и повышения быстродействия интегрированных электронных схем стимулировало огромные усилия исследователей во всем мире. Однако, миниатюризация и высокое быстродействие электронных схем приводит к сильному увеличению уровня диссипации энергии. В попытке отыскать дальнейшие пути развития ученые все чаще обращаются к свету (вместо электронов), как носителю информации. Это связано с рядом преимуществ фотонов перед электронами: более высокая скорость распространения в веществе, больший объем переносимой в единицу времени информации, меньшая чувствительность к различного рода взаимодействиям. В этой спязи является актуальным изучение оптических свойств объектов, на основе которых разрабатываются элементы новых информационных сетей.
Одним из таких объектов является полупроводниковый микрорезонатор (MP), который так же, как и полупроводниковую квантовую яму (КЯ), можно отнести к классу полупроводниковых гстсроструктур. В MP с помощью двух диэлектрических брэгговских зеркал (состоящих из чередуюіцихся Л/4 слоев веществ с большой разницей показателей преломления) реализовано ограничение света в рабочем теле резонатора, которое ведет к высокой спектральной и пространственной концентрации энергии в резонаторной оптической моде. Помещая активную среду в пучность электромагнитного поля между зеркалами, можно добиться высокой степени смешивания спонтанного излучения среды с резонаторной модой, что позволяет реализовать на основе полупроводниковых MP лазеры с очень низким пороговым значением иижекциошюго тока [1, 2]. Использование в качестве активной среды нескольких полупроводниковых КЯ в пучности электромагнитного поля MP моды повышает эффективность работы системы.
Если экситонный переход в КЯ находится в резонансе с MP фотон- ной модой, и их спектральные ширины линий достаточно малы, то в системе может наблюдаться сильное экситои-фотонное взаимодействие, приводящее к возникновению нового класса квазичастиц, описываемых в терминах к вази двумерных поляритонов [3]. В отличие от трехмерного случая, где впервые наблюдались поляритонные состояния, в микрорезонаторах с К Я благодаря низкоразмерному характеру поляритонов величины расщеплений Раби О, существенно больше, чем в объемных кристаллах: так в II-VI структурах реализуется значение Q. ~ 20 мэВ. Поляритонные состояния в плоском микрорезонаторе имеют конечную энергию и характеризуются очень малой эффективной массой при нулевом квазиимпульсе. Как следствие, поляритонная плотность состояний в 10"1 — 105 раз меньше экситонной в КЯ при к ~ 0. Таким образом, при определенных условиях возбуждения в MP системе можно реализовать макрозаполненные состояния при небольшой плотности фотовозбужденных носителей, когда экранировка экситонного состояния еще пренебрежимо мала и поляритоны являются хорошо определенными квазичастицами. Так как поляритоны являются бозонами, то при факторах заполнения поляритоиных состояний больших 1 в эти состояния может развиваться стимулированное поляритонпоо рассеяние при достаточно малых пороговых мощностях.
Одним из явлений, приводящих к усилению поляритонного излучения в MP, является стимулированное пол яр и тон-иол яр ито иное (параметрическое) рассеяние. Впервые такое рассеяние было наблюдено в экспериментах "накачка-зондирование" [4, 5], где использовалась импульсная лазерная техника. Было найдено, что резонансное возбуждение нижней поляритонной ветви (НПВ) импульсом "иакачки"в состояние Е{кр) вблизи точки перегиба дисперсии НПВ (Е, кр - энергия и квазиимпульс) приводит к усилению интенсивности отраженного "зондирующе-го"фемтосекундного импульса с ^ й 0 па энергии НПВ E(ks ^ 0). Та- кое поведение объясняется параметрическим поляритоп-поляритонным рассеянием: два поляритона Е(кр) в результате поляритон-поляритониого взаимодействия рассеиваются в состояния НПВ E(ks ~ 0) и E{kj ~ 2кр). Вероятность такого процесса стимулируется высоким фактором заполнения состояний E(ks ~ 0), создаваемым "зондируюіцим,,импульсом, и пропорциональна квадрату мощности импульса "накачки".
Целью настоящей диссертационной работы является эксперименталь- ' ное изучение энергетической релаксации поляритоиов и поляритон-поляритониого рассеяния в плоских микрорезонаторах и нелинейных оптических эффектов в условии резонансного и нерезопаиспого непрерывного лазерного возбуждения.
Научную новизну работы составляют следующие результаты, выносимые на защиту:
Изучены процессы энергетической релаксации поляритоиов при слабом резонансном возбуждении нижней поляритонной ветви в MP на основе GaAs. Показано, что при гелиевых температурах скорость рассеяния поляритоиов и локализованных экситоиов, возбужденных ниже экситошюго уровня Ех, в поляритонные состояний с меньшим квазиимпульсом мала (эффект "узкого бутылочного горла") [б, 7, 8]. Скорость релаксации поляритоиов на дно НПВ заметно увеличивается с ростом температуры или при дополнительном нерезонансном возбуждении MP выше запрещенной зоны КЯ. Показано, что такое увеличение связано с дел окал изацией локализованных экситонов, приводящей к усилению экситон-экситонных и экситон-электронных процессов рассеяния.
В условиях резонансного непрерывного возбуждения НПВ в состояние Е(кр) вблизи точки перегиба дисперсионной кривой, было обнаружено пороговое сверхлиней ное поведение интенсивности и сильное сужение линии поляритониого излучения в ks ft* 0, которое сопровождается появлением дополнительного максимума интенсивности излучения при к/ pa 2кр. Достигнуто макрозаполнение по-ляритонных состояний на дне НПВ. Наблюдаемые эффекты объясняются четырех-вол новым поляритон-поляритонным рассеянием резонансно фотонозбужденных поляритонов Е(кр) с выполнением законов сохранения энергии и квазиимпульса. Процесс рассеяния становится самостимулированным при некоторой пороговой мощности возбуждения Wth, когда достигается макрозаполнение состояний на дне НПВ. Максимально достигнутый фактор заполнения состояний при ks ~ 0 составил ~ 100.
Изучены поляризационные свойства поляритон-поляритонного рассеяния. При возбуждении циркулярно (а+) поляризованным светом стимулированное поляри- тон-поляритоиное рассеяние наблюдается только в (т+ поляризации. При переходе от циркулярно к эллиптически поляризованному свету порог для стимулированного поляритон-поляритонного рассеяния понижается. Понижение связано с рассеянием через промежуточное состояние оптически активного синглет-ного биэкситона.
Исследована зависимость стимулированного поляритон-поляритонного рассеяния от температуры и величины расстройки резонанса экс итон ного уровня Ех и фотонной моды Ем с в к — 0: Л = Емс ~~ Ех> Найдено, что пороговая мощность Wth Для стимулированного поляритон-поляритонного рассеяния увеличивается с ростом ТвМРсД>0и уменьшается в MP с Д < 0. Это поведение качественно объясняется возросшей скоростью дефазировки и опустошением состояний НПВ с увеличением Т при Д > 0, и наоборот, увеличением эффективности поляритоиной релаксацией в состояния дна НПВ при Д < 0.
Продемонстрировано, что при высокой мощности возбуждения помимо параметрического рассеяния в ks « 0 и к і и 2кр в системе наблюдаются дополнительные узкие пики Л/г- при Лтг- « ЗА;/' и —&/>, связанные с поляритон-поляритонным рассеянием макрозаполнен-ных поляритонов с ks & О, кг ги 2&/> и к — кр.
Обнаружено) что стимулированное поляритон-поляритонное рассеяние при вариации квазиимпульса &;> и энергии Ер возбуждения всегда происходит в состояния с ks ~ 0 и кj & 2кр. Численное моделирование параметрического рассеяния на основе уравнений Максвелла и Шредингсра для поляризуемости квантовой ямы и амплитуды электромагнитного поля внутри кристалла показало что, экспериментальные данные объясняются сосуществованием двух поставил ь-ностей в экситонной поляризуемости: бистабилыюсти, возникающей вследствие наличия фактора затухания в уравнении нелинейного осциллятора для поляризуемости, и нестабильности, развивающейся в результате взаимодействия между макрозаполценными модами.
Результаты автора отражены в работах [76, 77, 78, 79, 80, 81, 82]
Диссертация построена следующим образом.
В первой главе диссертации дан обзор теоретических и экспериментальных работ, посвященных полупроводниковым мирорезонаторам и квазидвумерным микророзонаторным поляритонам. Приведены работы по исследованию релаксации и рассеяния поляритонов в микрорезонаторе и наблюдению ряда нелинейных эффектов, связанных с этими процессами. Во второй главе дано описание экспериментальной техники и образца, использованного в исследованиях, результаты которых составляют основу данной диссертации. В третьей главе обсуждается исследование влияния взаимодействия поляритонов с фононами, электронами и подвижными экситонами на энергетическую релаксацию поляритонов, резонансно возбужденных ниже уровня экситона в квантовой ямс.
В четвертой главе приведены экспериментальные результаты по наблюдению стимулированного (параметрического) поляритон-поляритонного рассеяния. Приведены результаты исследования температурных и поляризационных свойств параметрического усиления. В пятой главе обсуждаются результаты по исследованию стимулированного поляритон-поляритонного рассеяния в плотной поляритонной системе. Приведена теоретическая модель на основе решений уравнений Максвелла и Шре-дингера для поляритонов, хорошо описывающая наблюдаемые экспериментальные результаты. И, наконец, в Заключении кратко сформулированы основные результаты исследований, выполненных в данной работе.
Влияние случайного потенциала КЯ на поляритонные состояния в микрорезонаторе
В полупроводниковых MP взаимодействие фотонной моды и вещества может привести к возникновению MP поляритонов - квазидвумерного аналога поляритонов в объемном полупроводнике. Впервые такие состояния наблюдались в атомной физикс[22, 23, 24, 25], когда атомный пучок пропускался через полость пысокодобротностного MP, чья фотонная мода была настроена на один из внутриатомных переходов. В спектрах пропускания пустого MP наблюдался резкий максимум, соответствующий резонаторной моде. При наличии атомного пучка достаточно высокой плотности спектры пропускания демонстрировали дублет линий, расщепление между которыми росло с повышением плотности атомов. Такая картина соответствует сильно взаимодействующей системе атомов и электромагнитного поля, или другими словами Раби-осцилляциям энергии между атомным и световым уровнями, по аналогии с поляри-тонными состояними в объеме. Для наблюдения Раби-осцилляциЙ в MP необходимо, чтобы фотон, излученный в результате атомного перехода, перепоглотился атомами до того, как он покинет MP, что отвечает условию:
Здесь а - коэффициент поглощения в MP, d- толщина поглощающей среды или, другими словами, толщина активного слоя между зеркалами, F- добротность резонатора, R- коэффициент отражения зеркал. Как видно из уравнения 2, для реализации поляритонных состояний в MP, необходим микрорезонатор с высокой добротностью и сильно поглощающей средой в активном слое. При этом величина взаимодействия между световой модой и атомами определяется силой осциллятора атомного перехода /о и плотностью атомов N как
Двумерный аналог экситонных поляритоиов может быть реализован в полупроводниковых микрорезонаторах с полупроводниковыми квантовыми ямами, встроенными в активный слой. В таких структурах пространственное ограничение света в MP и экситоноп в квантовой яме приводит к увеличению плотности как электромагнитного поля, так и экси-тонной силы осциллятора и, следовательно, величины экс итон-фотон ного взаимодействия. Для наблюдения поляритонных состояний необходимо все то же условие: фотон должен успеть пере поглотиться в квантовой яме прежде, чем он покинет микрорезонатор. Впервые сильнос-экситон фотонное взаимодействие в полупроводниковых MP со встроенными квантовыми ямами п активном слое наблюдалось в 1992 году [3]. В центре активного слоя MP, где плотность электромагнитного поля максимальна, были помещены квантовые ямы. MP, исследовавшиеся в этой работе, имели форму клина, в результате чего энергия фотонной моды зависела от координаты точки на образце. При записи спектров отражения или пропускания в различных точках образца было найдено, что при прохождении области резонанса (где невзаимодействующие экситоиное и фотонное состояние имеют равные энергии), взаимодействующие уровни демонстрируют ярко выраженный "антикроссинг". Было найдено, что величина расщепления сильно растет с увеличением количества квантовых ям.
Осцилляции Раби в MP было исследованы в работах Норриса с соавторами [26] при оптическом резонансном возбуждении MP фемтосскунд-ным лазером с длительностью импульса 80 фс. Поскольку спектральная ширина лазерной линии 15 мэВ была и 2,5 раза больше величины Раби-расщепления (Ш и 6 мэВ), лазерный луч возбуждал верхние и нижние поляритонные состояния. Сигнал люминесценции демонстрировал сильные биения с периодом 600 фс, что соответствовало величине Раби расщепления поляритонов в данном образце. При увеличении энергетической расстройки экситон-фотонного резонанса наблюдалось уменьшение периода осцилляции и ослабление амплитуды биений.
Теоретические модели для описания экситон-фотошюй системы включают в себя как полуклассичсский метод на основе электромагнитной теории Максвелла, так и кваптовомсханический. В полуклассической модели линейного осциллятора[24] экситоны заменяются классическими лоренцевскими осцилляторами, которые определяют диэлектрическую проницаемость поглощающей среды, следующим образом:
где N - плотность осцилляторов, / - сила осциллятора, е(т) - заряд (масса) электрона, Lz- ширина КЯ. Уширение экситоиной линии 7л вводится в формуле 4 в виде параметра. Для расчета распределения электромагнитного поля в слоистой структуре полупроводникового MP и, соответственно, спектров пропускания или отражения был использован метод характеристических трансфер-матриц(ХМ) [27]. ХМ - это матрица 2x2, действугощая на базис волн, распространяющихся по структуре вдоль направления z перпендикулярного слоям MP. Значения элементов матрицы определяются диэлектрической проницаемостью данного вещества. Зная величины электрического вектора в некоторой точке z\ с помощью матриц можно легко рассчитать значения поля в точке 2. Значения элементов матрицы определяются диэлектрической проницаемостью данного вещества. Таким образом, рассчитав трансфер-матрицы для каждого слоя диэлектрического зеркала и квантовой ямы и учтя ур. 4, можно получить спектры отражения или пропускания MP.
Энергетическая релаксация поляритонов возбужденных ниже уровня экситона
Линейно-дисперсионная модель поляритонов[24] рассматривает фотонную моду и экситои, как однородно уширенные осцилляторы. Однако в работе Виттакера и коллег [35] было продемонстрировано, что ширина поляритонной линии нижней ветви не описывается в рамках этой модели и зависит от величины случайного потенциала в КЯ. Флуктуации потенциала в КЯ приводят к локализации[ЗС]. Характерный размер радиуса локализации экситона Г/ос 50 Л и определяется характерным масштабом флуктуации случайного потенциала. В результате локализации волновая функция такого экситона расширяется в область к-простраиства к 1/пос А о 2 105 см"1 (ко = f-) где экситонное состояние является безизлучатслытым. Таким образом, время излучатслыюй рекомбинации локализованных экситоноп увеличивается до 100 — 300 пс [37].
Для расчета спектра поляритонных состояний и случае неоднородного уширения, поляритон рассматривается, как результат взаимодействия фотонной моды и набора N лоренцевских осцилляторов, эггергии которых имеют некоторую характерную ширину распределения о [38]. Когда фотонная мода в резонансе с максимумом распределения лоренцевских осцилляторов, в спектре поглощения наблюдается интенсивный дублет, отвечающий смешанному экситон-фотонному состоянию. Посередине между компонентами дублета находятся гораздо менее интенсивныс N-1 линии оптически слабо активных осцилляторов. При замене дискретного набора осцилляторов непрерывным Гауссовским распределением, эти линии трансформируются в широкую полосу. Величина Раби расщепления Ш h\fNQQ, где Шо - Раби взаимодействие одного лоренцепского осциллятора и фотонной моды. При достаточно большой Ш » а, ширина поляритонных линий в спектре поглощения определяется однородными ширинами лоренцевского осциллятора ух и фотонной моды JMC- (ух +7Л-/С)/2. В случае же, когда ІіО. РУ а ширина линий увеличивается из-за влияния неоднородного экситонного уширсния а.
Однако ширины поляритонных линий, рассчитанные с помощью модели локализованных экситонов, оказываются болыпс, чем полученные в эксперименте [35]. Причина, по-видимому, заключается в том, что в расчетах игнорируется сильная поляритонная дисперсия (эффективная масса на дне зоны 10 5т-о, где то - эффективная масса экситона в КЯ). Вследствие малой эффективной массы поляритон имеет большой размер (радиус когерентности) и слабо взаимодействует с беспорядком: вместо полной амплитуды случайного потенциала, он реагирует только на амплитуду, усредненную в области, определяемую размером поляри-тона - эффект "динамического сужения". Так как случайный потенциал, действует только на экситонною часть пол я рито на, то динамическое сужение можно исследовать количественно, изменяя долю экситона в по-ляритонном состоянии, что и было сделано в работе [35] смещением экситонного уровня через область резонанса при изменении температуры. В эксперименте было получено заметное сужение линии нижнего поля-ритона при настройке резонанса экситонной и фотонной моды, тогда как линия, соответствующая верхней поляритошюй ветви, демонстрировала более слабый эффект. Простые расчеты ширины линии, учитывающие изменение массы поляритона при прохождении через резонанс, дают хорошее согласие с данными для нижнего поляритонного состояния. Вопрос о причине дополнительного уширении верхней поляритониой ветви оставался открытым.
В работе [39] была предложена микроскопическая теория сужения MP поляритонов, в которой авторы учли обусловленное случайным потенциалом рассеяние поляритонов как в пределах одной ветви, так и между ветвями. В упрощенном случае одномерного -пространства было рассчитано изменение ширины линий нижней и верхней поляритониой пет-вей в зависимости от неоднородного уширения экситопа а и при фиксированном а в зависимости от расстройки резонанса экситона и фотонной моды. Авторы обнаружили, что верхняя и нижняя ветви имеют ширины линий меньшие, чем предсказано в модели [38]. При этом сужение нижней поляритониой ветви заметно сильнее, тогда как линия верхней ветви имеет ширину близкую к (а 4- 7л-/с)/2. В рамках теории, предложенной авторами, такое асимметричное поведение объяснялось рассеянием по-ляритона под действием случайного потенциала из верхней ветви в нижнюю. Было получено хорошее согласие расчета с экспериментальными данными [35].
Сильное взаимодействие электромагнитного поля в MP с экситонным состоянием приводит к возникновению поляритонных состояний, дисперсионная зависимость которых сильно отличается от закона дисперсии невзаимодействующего экситона в КЯ. В результате электромагнитное поле MP существенным образом меняет динамику излучения КЯ, которая определяется процессами поляритониой релаксации и излучательной рекомбинации. В первом приближение время затухания поляритона в зависи мости от планарного волнового вектора кц определяется формулой:
Здесь гс и с - веса экситонной и фотонной частей в волновой функции поляритона, соответственно, тмс 1 — 3 пс - время жизни фотона п пустом MP, определяемое его добротностью, тх{кц) - время, определяющее процессы поляритонного рассеяния и релаксации за счет экситонной части. Время т сильно зависит от поляритонного квази им пульса, так как с изменением к меняются экситонные и фотонные веса волновой функции и время тх(кц).
При низкой плотности возбуждения, когда межчастичное взаимодействие пренебрежимо мало, основную роль в энергетической релаксации поляритонов играет лоляритон-фононное рассеяние[40, 41, 42, 43, 44, 6, 45]. Вследствие нарушения трансляционной симметрии в направлении перпендикулярном плоскости квантовой ямы (oZ) при взаимодействии с акустическим фононом сохраняется только планарный волновой вектор. Как было показано в работе [6], эффективное рассеяние лолярито-на происходит на акустическом фононе с проекциями волнового вектора на ось oZ qz 1/L- и плоскость микрорезонатора qu l/ац, где Ьг ав 100 А - ширина квантовой ямы и боровский радиус экси-тона, соответствен по. В этом случае эффективный обмен энергией при поляритон-фононлом рассеянии составляет 1 мэВ.
Поляритон-поляритонное рассеяние при возбуждении эллиптически поляризованным светом; биэкситоииый резонанс
Вследствие малой эффективной массы плотность поляритонных состояний примерно в 10 1 раз меньше, чем экситонных. В результате в поляритонной системе возможна реализация больших чисел заполнения при гораздо меньших плотностях фотовозбужденных носителей, когда поляритонные состояния хороню определены и являются кпазибозонами. Однако препятствием для достижения макрозаполценных поляритонных состояний являются большие времена релаксации поляритоноп с испусканием акустических фононов. При повышении плотности возбуждения процессы межчастичного взаимодействия [47] могут привести к более эффективному заполнению поляритонных состояний с малыми квазиимпульсами. Так, в работах [7, 48] проводились измерения угловой зависимости ФЛ поляритоіюв в MP на основе GaAs при разных плотностях нерезонансного возбуждения. Было найдено, что с повышением плотности возбуждения интенсивность ФЛ в области "узкого бутылочного горла"растет сверхлинейио и распределение заселенности НПВ по энергии становится более однородным. Теоретическая модель, рассматривающая решение кинетического уравнения Больцмана, качественно объясняет наблюдаемые результаты. Как было показано, основным каналом релаксации поляритоіюв в состояния НПВ с к 0 является рассеяние экситонов в результате экситои-экситонного взаимодействия[7, 48].
В работе [49] при мощности возбуждения выше некоторого порогового значения была обнаружена трансформация излучения MP в довольно узкую спектральную линию, характерную для лазерного излучения. Однако, последующие более тщательные измерения показали, что в этом случае величина Раби-расщеплсния сильно уменьшается с плотностью возбуждения. При мощности выше пороговой наблюдается коллапс силыюго-экситон фотонного взаимодействия, и система излучает в режиме слабого взаимодействия. Таким образом, предложенная модель стимулированного поляритонпого рассеяния была признана некорректной [50]. Была предложена модель взаимодействия свободных носителей в КЯ (электронов и дырок) с квантованным световым полем с учетом кулоновских корреляций, которая хорошо воспроизводит полученные данные в рамках перехода от режима сильного к слабому экситон-фотонному взаимодействиго[51].
Однако в последующей работс[52] по исследованию MP на основе GaAs в случае нерезоиансного возбуждения было обнаружено сильное нелинейное излучение MP наподобие лазерного при плотностях возбуждения ниже порога экранировки экситонного состояния(Моттовский переход). Эффект был найден только при определенном значении расстройки энергий экситона и фотонной моды Д, когда дно НПВ примерно на 3 мэВ ниже экситонного уровня. При других значениях Л лазерное излучение из MP наблюдалось при больших плотностях возбуждения, когда система оказывалась в режиме слабого экситон-фотошюго взаимодействия. Эффект был объяснен, как результат стимулирования излучения локализованных экситонов фотонным полем микрорезонатора, что происходит при факторе заполнения состояний локализованных экситонов 1/2 (инверсная заселенность). Действительно, в структурах достаточно высокого качества инверсная заселенность может быть достигнута при относитсльно небольших плотностях возбуждения, из-за малой плотности центров локализации. В этом случае при настройки частоты фотонной моды MP ниже максимума неоднородного экситопного распределения возможно получить стимулированное лазерное излучение локализованных центров при плотностях возбуждения меньше порога Моттовского перехода.
В полупроводниках группы // — VI экситон обладает большей энергией связи 20 meV, чем в GaAs, что приводит к повышению пороговой мощности возбуждения, при которой происходит экранировка экситоных состояний. Таким образом II — VI микрорезонаторы более предпочтительны для достижения макрозаполценных поляритонных состояний и реализации стимулированного рассеяния. В частности, лазерное излучение MP в режиме сильного взаимодействия было найдено в CdTe микрорезонаторах в случае нерезонансного возбуждения светом высокой плотности мощности[53, 54]. Эффект был объяснен реализацией макрозапол ненных поляритонных состояний на дне НПВ, вследствие стимулированного экситон-поляритонного рассеяния из экситопо-подобных поляритонных состояний.
Прямое доказательство стимулированного поляритонного рассеяния было получено в работах, где возбуждение MP осуществлялось с помощью двух лазеров [55, 56]. Лазер "накачки"использовался для нерезо-нансного возбуждения носителей в MP, лазером "зондирования"осуществлял ось резонансное возбуждение состояний НПВ с к - 0. При одновременном возбуждении микрорезонатора двумя лазерными лучами интенсивность отражения луча мзондирования"демонстрировала значительное усиление. Как было показано в работе [55], при подсветке лазером "зондирования"также наблюдалось сильное уменьшение интенсивности ФЛ НПВ при больших квазиимпульсах. Такое поведение авторы объяснили рассеянием создаваемых при нерезонансном возбуждении носителей на дно НПВ. Это рассеяние, стимулированное большим заполнением конечных состояний, создаваемым "зондирующим"лучом, приводит к опустошению поляритонных состояний с большими квазиимпульсами и усилению интенсивности отраженного луча "зондирования"в результате заполнения дна НПВ.
Дополнительные моды в угловом спектре микрорезонатора вследствие рассеяния поляритонов макрозаполненных состояний
Для начала заметим, что интенсивность излучения в случае отдельного возбуждения либо HeNe лазером, либо титан-сапфировым лазером является практически линейной функцией в измеряемом диапазоне мощностей. Такое поведение подразумевает, что межчастичнос взаимодействие, такое как поляритон-поляритонное или поляритон-экситоннос рассеяние, не играет значительной роли в энергетической релаксации поляритонов при таких режимах возбуждения. Однако, при одновременном возбуждении двумя лазерами интенсивность излучения, Iu (HeNe + TiSp), демонстрирует более сложное поведение. Из рис.ба видно, что отличие отношения Ibp(HcNe + TiSp)/(Iip(HeNe) + Iip{TiSp)) от 1 появляется уже при малых плотностях HeNe лазера, WJICNC 2 Вт/см2. Далее, в диапазоне Wj[e e 30 Вт/см2 lLp(HeNe + TiSp) демонстрирует сверхлинейное поведение в зависимости от \ц1уеі и при более высоких плотностях мощности HeNe лазера выходит на насыщение. При WjicNe 30 Вт/см2 зависимость же l,p(HcNe + TiSp) от плотности мощности титан-сапфирового лазера Wnsp является практически линейной функцией (Рис.Сб).
На данном этапе исследований можно предположить, что наблюдаемые эффекты могут быть результатом следующих причин: дополнительная подсветка HeNe лазером приводит к увеличению поглощения света от титан-сапфирового лазера или к усилению релаксации в системе резонансно возбужденных поляритонов и экситонов. С целью разрешения данной дилеммы были проведены одновременные измерения интенсивности отражения, R, и пропускания, Т, титан-сапфирового луча при одновременном детектировании ФЛ поляритонов из микрорсзопатора. Было обнаружено, что как Т, так и R, зависят от того, включена или не включена дополнительная подсветка HeNe лазером. Однако, при этом поглощение А = 1 — R — Т света титан-сапфирового лазера практически не меняется и лежит в пределах А 0.2 — 0.3. Таким образом, значитель ное увеличение IIP в случае возбуждении двумя лазерами обусловлено увеличением релаксации квазичастиц, возбужденных титан-сапфировым лазером, на дно состояний нижней поляритонной ветви.
В общем случае, процессы релаксации в микрорезонаторах должны зависеть от начального распределения по энергии фотовозбужденной экситон-поляритонной системы. HcNe и титан-сапфировые лазеры создают разные распределения экситонов и поляритонов. HcNe лазер, в основном, возбуждает электроны, дырки и экситоны в барьере GaAs, которые затем захватываются квантовой ямой, формируя, таким образом, систему безызлучатсльных "горячих"КЯ экситонов с большими квазиимпульсами к. Эти экситоны рассеиваются затем в поляритонные состояния с малым к [б], где происходит их последующая излучательная рекомбинация, или захватываются флуктуациями потенциала КЯ, формируя долгоживущие ( 100 пс) локализованные экситоны [37J. В случае же резонансного возбуждения НПВ титан-сапфировым лазером ниже Ех фотовозбужденные поляритоны рассеиваются либо в состояния НПВ с меньшим к, либо в вырожденные с НПВ локализованные экситон-ные состояния. В эксперименте энергия возбуждения титан-сапфирового лазера примерно на 3 мэВ ниже Ex. Поэтому при температуре Т=6 К (кТ ж 0.5 мэВ) рассеяние резонансно возбужденных поляритонов в высокоэнергетичные экситоиные состояния с большим к с поглощением акустических фононов маловероятно.
Таким образом, при различных условиях возбуждения MP реализуется качественно различное распределение заселенности поляритонных состояний НПВ в области поляритонного "бутылочного"горла. Мы измерили получаемое распределение как функцию к по угловой зависимости интенсивности ФЛ нижних поляритонов. Измеренные зависимости 1ы (к) для разных условий возбуждения показаны на рис.7а. Как видно из рисунка, при всех условиях возбуждения наблюдается уменьшение заселенности состояний НПВ по мере приближения к дну зоны. Однако, в количественном плане поведение lip существенно различно в случаях иерезонансного возбуждения выше запрещенной зоны КЯ и резонансного возбуждения НПВ ниже Ех- Для наглядного сравнения зависимостей 1ьр(к) при Т=С К па рис.7а используемые плотности мощностей возбуждения титаи-сапфирового(260 Вт/см2) и HeNe (СО Вт/см2) лазеров были выбраны так, чтобы интенсивности излучения LP были примерно одинаковы при квази им пульсах к 2 101 см"1. При этом 1ы при к 0 в случае возбуждения HeNe лазером оказывается примерно в 11 раз больше интенсивности излучения LP в случае резонансного возбуждения титан-сапфировым лазером. Увеличение температуры с Т=6 К до 20 К также приводит к значительным изменениям в распределении заселенности НПВ. Из рис.7а видно, что при нерезонансном возбуждении MP зависимость 1иу{к) слабо меняется с увеличением Т. Однако, в случае резонансного возбуждения ниже Ех увеличение Т приводит к очень сильному увеличению ( 10) интенсивности излучения НПВ во всем диапазоне квазиимпульсов и распределение 1 р по к становится более пологим. Эти изменения свидетельствуют о более эффективной релаксации поляритонов в состояния дна НПВ и, таким образом, подавлении "эффекта узкого бутылочного горла"[7].
