Диссертация (1104083), страница 5

Просмтор этого файла доступен только зарегистрированным пользователям. Но у нас супер быстрая регистрация: достаточно только электронной почты!

Текст из файла (страница 5)

В случае, когда , поляритонные ветки сливаются с экситонной и фотонной модами.Другой отличительной особенностью поляритонных систем являетсяприсутствие сильных потерь, которым подвержена как фотонная, так иэкситонная подсистемы. В простейшем случае влияние потерь может быть учтенопосредством феноменологического включения в системе конечных времен жизнифотона и экситона, что приводит к модификации выражения (1.12) к виду1ELP ,UP   EP  EX  i  P   X 2Важнойхарактеристикой24 22   EP  EX  i  P   X    .поляритоннойдисперсией,(1.13)определяющейдинамику поляритонов в плоскости микрорезонатора, является эффективнаямасса поляритонов, которая может быть выражена через эффективные массыфотона mP и экситона m X следующим образом:2222CC1 X  P ,mLPmXmP(1.14)CC1 P  X .mUPmXmPТак как mPmX , эффективная масса поляритонов нижней ветки вблизи k  0составляетmLP  k0mPCP2104 mX .(1.15)Столь малая масса поляритонов нижней ветви является хорошей предпосылкойдля наблюдения высокотемпературных фазовых переходов и, в частности, бозеэйнштейновской конденсация бозонных частиц − поляритонов.

Действительно,критическая температура перехода к состоянию бозе-конденсата обратно- 30 -пропорциональна массе. Так, для трехмерного пространственно неограниченногобозе-газа критическая температура определяется из соотношения [29]:2/32 2 nkTc  ,m   3 / 2 (1.16)где   x  − дзета-функция Римана. Хотя обратная зависимость критическойтемпературы от массы частиц сохраняется, формула не может быть напрямуюприменена к системе экситонных поляритонов в микрорезонаторе из-задвумерного характера системы. Как известно, в системе размерности ниже 3 видеально однородном случае БЭК не может быть сформирован при конечнойтемпературе в термодинамическом пределе, т.к.

в этом случае невозможноспонтанное нарушение непрерывной симметрии [30,31]. Спонтанное нарушениесимметрии подразумевает наличие в системе физически наблюдаемой величины –параметра порядка, − величина которой равна нулю до формирования БЭК истановится отличной от нуля в конденсированной фазе. Таким образом, БЭКпредставляет собой фазовый переход второго рода, в котором при Т  Tcсимметрия U 1 , характеризующая фазу нормального бозе-газа и являющаясянепрерывной, спонтанно исчезает.Если бозе-газ ограничен пространственным потенциалом, постояннаяплотностьсостоянийдвумернойсистемыпринципиальнымобразоммодифицируется относительно однородного случая и формирование фазы БЭКпри конечной температуре становится возможным.

Тем не менее, формированиюБЭК поляритонов препятствует существенно неравновесный характер подобныхсистем и достаточно короткое время жизни поляритонов в реальных образцах.Основной вклад здесь вносит конечная сравнительно низкая добротностьмикрорезонатора, соответствующая времени жизни фотона в районе десятка (влучших образцах, сотни) пикосеунд. В результате, если поляритоны былисозданы в высоэнергетичном состоянии с k  0 , то обязательным условиемосуществления равновесного перехода в состояние конденсации является наличие- 31 -в системе эффективного механизма термализации частиц [32]. В твердотельныхполупроводниковых системах роль агента, способствующего термализацииполяритонов, принимают на себя фононы. Если время термализации сравнимо схарактерным временем ухода частиц из конденсата, что чаще всего наблюдаетсяна практике, такая система должна рассматриваться скорее как неравновеснаяоткрытая диссипативная система, чем закрытая система, находящаяся в тепловомравновесии.Существование поляритонного БЭК в микрорезонаторе было впервыепродемонстрировано в работе [1].Рис.1.8.

(а) – Излучения полупроводникового микрорезонатора в зависимости от накачки нижепорога, в пороге и выше порога БЭК (порог Pthr  1.67кВт/см2 ). Вертикальная ось соответствуетинтенсивности излучения, (б) – энергетический спектр при разных значениях накачки.Ниже порога (рис.8а слева) излучение от микрорезонатора обладало гладкимраспределением около  x   y  0 , т.е. вокруг k  0 . Когда мощность накачки- 32 -увеличивалось и достигала порогового значения, излучение из состояния снулевым волновым вектором становилось преобладающим (рис.8а в центре), авыше порога в пространственном спектре сигнала формировались резкие пикивблизи состояний с k  0 (рис.8а слева). На рис.8б показано, что ширинаспектрального распределения сужалась с увеличением мощности накачки, аосновная часть излучения исходила из нижнего энергетического состояния сk  0 .

Кроме того, было продемонстрировано формирование пространственнойкогерентности и макроскопической поляризации вдоль конденсата. Все этоявляется прямым свидетельством образования конденсата.Получение поляритонного конденсата представляет интерес не только сточки зрения понимания фундаментальных закономерностей фазовых переходов всистемах, которые можно считать лишь термодинамически квазиравновесными.Способность поляритонов переходить в макроскопически заселенное когерентноесостояние, может быть использована для создания источника когерентногоизлучения нового типа [33]. В работах, посвященных экситонным поляритонам, затаким источником закрепилось название «поляритонный лазер», хотя лазером кактаковым данное устройство не является. С практической точки зренияполяритонныелазерыобладаютхарактеристиками,аналогичнымихарактеристикам обычного лазера: оба являются источниками когерентного имонохроматического света, а также и в том и в другом случае существуетнекоторый порог накачки, выше которого только одно состояние становитсяэффективно заполненным.

Важное отличие состоит в том, что для обычноголазера усиление лазерной моды за счет вынужденного излучения происходит,если достигнута инверсия населенности. В поляритонном же лазере отсутствуютявные требования к инверсии населенности. Принцип действия такого устройствазаключается в том, что при формировании конденсата из-за конечнойдобротностимикрорезонатора,поляритоныначинаютвысвечиватьсяизрезонатора, формируя когерентное излучение.

В работе [34] были подтвержденыданные выводы. Для эксперимента был использован один и тот же образец, но- 33 -придвухразличныхсхемахвозбуждения.Впервойсхемевнешнийвозбуждающий импульс, падающий под углом 45 , был настроен в резонанс снижней поляритонной веткой со значением планарного волнового вектораk  5.53 104 см-1 (при таком угле падения прямое когерентное оптическоечетырехволновое смешение запрещено). Пороговая плотность мощности внешнейнакачки при котором наблюдался нелиненый рост интенсивности излучения измикрорезонатора (они пишут наблюдался фазовый переход) получалась равнойP  300Вт/см2 , которая соответствует плотности ижектированных экситиновnQW  3 109 см-2 в пересчете на одну квантовую яму и один импульс, что на двапорядка меньше чем плотность Моттовского перехода и порога просветленияnQW1011 см-2 . Число поляритонов в расчете на одну моду около k0 имеетоценку около единицы.

Это говорит о том, что нелинейный рост интенсивностиизлучения происходит из-за начала процесса стимулированного рассеяния всостояние k0 нижней поляритонной ветки. Для реализации второй схемывозбуждения лазер накачки направлялся в точку на образце, где фотонная модаотстроена выше экситонной на 15мэВ и энергия возбуждающего луча подобранатаким образом, чтобы выполнялось условие резонанса с резонаторной модой приk  5.53 104 см-1 . В этом случае пороговая плотность инжектированныхносителей равна nQW  3  1011 см-2 в пересчете на одну квантовую яму и одинимпульс, что примерно соответствует плотности необходимой для инверсиинаселенности на энергии 15мэВ выше края зоны, что находится в согласии состандартным лазерным механизмом. Число фотонов в расчете на одну моду околоk0 имеет оценку около единицы.

Таким образом порог генерации дляполяритонного лазера оказывается на два порядка меньше чем для обычногофотонного лазера (рис. 1.9).- 34 -Рис.1.9. Зависимость населенности основного поляритонного состояния в расчете на одну модуот величины накачки. На рисунке так же представлен порог генерации для обычного лазера,который достигался в том же образце при больших отстройках, при которых нарушаетсяусловие сильной связи.Количественно условие на порог поляритонной лазерной генерацииопределяется потерями: поляритонный конденсат образуется когда суммарнаяскорость рассеяния из высокоэнергетичных состояний в основное состояниепревышает скорость ухода поляритонов из основного состояния, которая восновном определяется потерями на зеркалах.

Таким образом, теоретически этотпорог можно сделать сколь угодно малым, если увеличить время жизниполяритона. Именно этот потенциал для реализации сверхнизкопороговыхисточников когерентного света привлек значительное внимание исследователей впоследние годы.Сложная гибридная природа поляритонных систем имеет множествопроявлений. Одним из примеров могут служить так называемые осцилляцииРаби. В режиме сильной связи взаимодействие между экситонной и фотонноймодами проявляют себя в периодическом обмене населенностями между двумяподсистемами, что на практике проявляется в виде биений оптического сигнала,- 35 -регистрируемого от микрорезонатора [7,35-38].

Кроме этого также может бытьэкспериментально измерена и динамика экситонной компоненты поляритонногосостояния посредством техники керровского вращения [39]. В работе [7] былопоказано, что при возбуждении микрорезонатора коротким когерентнымоптическимимпульсом,интенсивностьизлученияизмикрорезонаторадемонстрирует биения, соответствующие осцилляциям между фотонной иэкситонной модами (рис.1.10).

Не смотря на то, что осцилляции Раби являютсяпрямым следствием гибридной природы поляритонных состояний, одного толькофакта взаимодействия между экситонной и фотонной подсистемами недостаточно для их долговременного наблюдения. Напротив, экспериментальноустановлено, что в типичных плоских микрорезонаторных системах осцилляцииисчезают за несколько пикосекунд, о чем также свидетельствуют результатыпервого их обнаружения (рис.1.10).Рис.1.10. Разрешенная во времени интенсивность излучения от микрорезонатора послевозбуждения оптическим импульсом.

Характеристики

Список файлов диссертации