Institut des
NanoSciences de Paris
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Faits marquants

Sont présentés dans cette rubrique certains travaux de notre équipe les plus marquants et des « faits d’actualités », articles vulgarisés affichés à « la une » du site de l’INSP. Ils peuvent faire également l’objet de communiqués de presse et être relayés sur les sites de nos tutelles.


Nanostructures et systèmes quantiques

Contrôle cohérent d’un système à deux niveaux

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). 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. 1a) par un objectif de microscope de grande ouverture numérique. Un montage confocal préserve la résolution spatiale d’un micron carré.

Figure 1 : (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 δ et de phase relative φ.

 

Avec ces impulsions résonnantes, il est possible de créer une superposition cohérente des états du système à deux niveaux (fig. 1b) 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 [1]. 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. 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. 2a). Le contraste des franges diminue de manière exponentielle avec le retard, pendant un temps caractéristique donné par le temps T2 (fig 2b). 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 , processus qui changent la phase de l’état sans modifier son énergie.

 

Figure 2 : 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.

 

Pour en savoir plus :

Coherent control of a semiconductor qubit in the strong coupling regime : Impact of energy and phase relaxation mechanisms
A. Enderlin, M. Ravaro, V. Voliotis, R. Grousson, X. L. Wang, Phys. Rev. B 80, 085301 (2009)

Resonant excitonic emission of a single quantum dot in the Rabi regime
R. Melet, V. Voliotis, A. Enderlin, D. Roditchev, X. L. Wang, T. Guillet, and R. Grousson, Phys. Rev. B, 78, 073301 (2008)