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CN116157971A - 用于产生明亮且一致单光子的单光子源 - Google Patents

用于产生明亮且一致单光子的单光子源 Download PDF

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CN116157971A
CN116157971A CN202180058832.7A CN202180058832A CN116157971A CN 116157971 A CN116157971 A CN 116157971A CN 202180058832 A CN202180058832 A CN 202180058832A CN 116157971 A CN116157971 A CN 116157971A
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CN
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optical
single photon
photon source
microcavity
mirror
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CN202180058832.7A
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理查德·J·沃伯顿
爱丽丝·贾瓦迪
丹尼尔·纳杰
娜塔莎·托姆
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Universitaet Basel
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Universitaet Basel
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Abstract

本发明涉及一种单光子源，包括：布置在凹形第一镜和形成平面第二镜的半导体异质结构之间的微腔，其中微腔支撑光学模式，嵌入半导体异质结构并面向第一镜的量子点，以及配置为在微腔中提供激光以激励量子点发射单光子离开微腔的激光光源。

Description

用于产生明亮且一致单光子的单光子源
说明书
本发明涉及单光子源。
这种单光子源在现代量子光子学应用中是关键的促成技术——与设备无关的量子通信、玻色子采样、基于光学的线性量子计算等。这种应用涉及许多光子并因此对单光子的产生施加严格要求：源必须高效、快速且按需；单光子必须一致。
效率的缩放比例是光子数量的指数函数。现有技术实验涉及大约20个光子；玻色子采样的量子优势预计大约为50个光子。与现有技术相比，效率提高了2倍以上，已经导致运行时间的巨大减少，20个光子的运行时间减少了106倍。充分利用量子叠加的方案非常敏感地依赖于光子的一致性，即它们的不可分性。因此，在长串的光子中保持一致性是至关重要的。
单个发射器能够用作单光子源。与真空中的冷原子不同，固态中的发射器自然会被困于空间中。半导体量子点具有大的光学偶极矩、非常高的辐射效率和相对较弱的声子耦合，与其他固态发射器相比存在优势。在低温下谐振激励下的单个量子点模拟了两级系统。纳米或微米尺度上进行光子工程需要将光子输送到一个特定的模式，并将光子从该模式耦合到单模光纤中。存在两种既定技术。首先，在谐振微腔中，光子优先发射到微腔模式中(Purcell效应)，而在非对称微腔中，从微腔的光子泄漏充当外耦合器。微柱(其β系数，即发射到微腔模式的概率，高达88％)和光子晶体腔已经取得了很大的成功。其次，在片上波导中，光子优先发射到横向传播模式中，而光栅则将光从芯片上耦合下来。在这种情况下，已经证明β系数高达98％。然而，在两种方案中，端到端效率，即在最终光纤中测得的效率，都受到外耦合中的损耗和低效率的限制。迄今为止，报告的最高端到端效率是24％(H.Wang等人“Towards optimal single-photon sources from polarized microcavities”，Nature Photonics 13,770-775(2019))。
基于上述，本发明要解决的问题是提供一种单光子源，其包括提高的端到端效率，从而允许可靠地按需产生单光子，特别是用于上述应用。
该问题通过具有权利要求1的特征的单光子源来解决。
本发明的优选实施例在从属权利要求中陈述并在下面描述。
根据权利要求1，公开了一种单光子源，包括：
布置在凹形第一镜和形成平面第二镜的半导体异质结构之间的微腔，其中微腔包括稳定的光学模式，
嵌入半导体异质结构中的量子点，并面向第一镜，以及
激光光源，配置为提供激光(特别是在微腔中)以激励量子点发射单光子离开微腔。
特别是，根据一实施例，单光子源配置为通过沿微腔的光轴传播将激光传导至量子点。
根据一实施例，微腔包括具有第一频率、特别是谐振频率的第一光学模式和具有不同的第二频率的第二光学模式。特别是，在一实施例中，激光的光谱比第一与第二光频的绝对差值更宽。进一步，在一实施例中，单光子源是可调谐的，以使量子点与第一光学模式或第二光学模式发生谐振。特别是，在一实施例中，激光在两种模式下都是去谐的。
特别是，在一实施例中，稳定的光学模式是基本光学模式，其分为所述第一和所述第二模式。
更进一步，根据一实施例，第一光学模式的光频大于第二光学模式的光频。
根据一实施例，单光子源是可调谐的，以使量子点与第一光学模式产生谐振，其中激光相对于第一和第二光学模式是去谐的(特别是蓝色去谐)，从而使激光的光谱尾部和第二光学模式的光谱尾部在第一光学模式的光频上重叠。替选地或附加地，单光子源可调谐以使量子点与第二光学模式产生谐振，其中激光相对于第一和第二光学模式去谐(特别是红色去谐)，从而使激光的光谱尾部和第一光学模式的光谱尾部在第二光学模式的光频上重叠。
更进一步，根据本发明一实施例，第一模式(也表示为H极化模式)包括线性极化，第二模式(也表示为V极化模式)也包括线性极化，其中两个极化彼此正交。根据一优选实施例，第一和第二光学模式的线性极化分别与半导体异质结构的晶轴对齐。
特别是，这允许激光通过各自的光学模式(第一或第二光学模式)耦合到微腔，其中单光子从另一个光学模式中出现，即在激光通过第二光学模式耦合到微腔的情况下，单光子从第一光学模式中出现。
特别是，由于在量子点中被激励的激子包括圆形偶极子，上述激励方案以高效率工作。圆极化偶极子同时耦合到线性和正交极化的激励和收集模式。这个方案能够以非常高的效率运行。
根据本发明的单光子源仍然与量子点中的其他激子一起工作，然而对于具有线性偶极子的情况，收集效率将被限制在该线性偶极子对收集腔的线性极化的投影范围内。然而，这个问题能够用横向激励方案来补救，下文将进一步描述。
有利的是，本发明能够在最终光纤中激活按需待产生的单光子，概率为57％。更进一步，特别是，每个脉冲产生一个以上的光子的概率低于0.5％，优选低于0.2％，优选低于0.1％。
更进一步，所产生的单光子的一致性非常高，并在由数千光子组成的流中得以保持；重复率在GHz范围内。特别是，本发明打破了既定的半导体范例，如微柱、光子晶体腔和波导。相反，优选在开放的、可调谐的微腔中采用选通量子点。特别是，选通确保了低噪音操作，而可调谐性则弥补了量子点位置和发射频率控制的不足。更进一步，输出非常好地匹配单模光纤。令人惊讶的是，本发明的分析表明，通过消除单光子源的宏观光学部件的损失，效率能够提高到80％。使用相同的微腔，但使用横向激励方案(见下文例子)，允许将整个端到端效率提高到87％。
一致性敏感地取决于设备中的噪声。电荷噪声导致起伏不定的发射频率；如果量子点本身的电荷状态波动，它也可能导致电报噪声。然而，在选通高质量材料中，电荷噪音非常低。特别是，量子点的电荷状态能够通过Coulomb封锁来锁定。这不仅消除了与起伏不定的的量子点电荷相关的电报噪声，而且允许单个电子(或空穴)被困在量子点上，促进自旋-光子接口。
根据一优选实施例，微腔是开放的微腔，特别是以Fabry-Perot型谐振器的形式，其中微腔包括基本模式，在特定的微腔长度上针对激光的特定频率而谐振。这个总的微腔长度是由半导体异质结构和第一镜之间的气隙长度(在光轴或微腔轴的方向)加上第一镜内的有效穿透深度加上包括第二(底部)镜的半导体异质结构内的有效穿透深度来给出。
特别是，由于半导体异质结构中的双折射，这种基本模式分为第一模式和第二模式。特别是两种模式都是利用正交极化来线性极化的，如上所述。
因此，本发明是基于以前未曾设想过的新颖的激励方案，并在单光子源的效率方面导致了令人惊讶的优异结果。如上所述，这种基于第一和第二光学模式的激励方案利用了微腔模式中的小分化，导致所述两个光学模式。特别是，分化可能来自半导体异质结构的微小双折射。
更进一步，为了将激光耦合到微腔中并将发射的单光子从微腔中耦合出来(特别是在所述第一和第二光学模式用于激励的情况下)，单光子源优选包括显微镜，特别是暗场显微镜。在横向激励的情况下，人们能够消除显微镜的暗场方面(并进一步提高效率，其由于显微镜的光学元件的损失而略微降低)。
根据一实施例，显微镜包括半波板，用于将通过第一镜入射到微腔上的激光的偏振轴与第二模式的极化(例如V型极化)或与第一模式的极化(例如H型极化)相匹配。
更进一步，根据一实施例，显微镜包括布置在用于输出各自的单光子的光学输出光纤前面的最终透镜，其中该最终(特别是聚焦)透镜的焦距选择为使系统的NA与光纤的NA相匹配。特别是，最终透镜是非球面的，包括焦距，例如ffibre＝11mm。
根据单光子源的另一实施例，能够使用横向激励方案，而不是使用上述的第一和第二光学模式。特别是，在一实施例中，单光子源配置为通过仅限于半导体异质结构表面的光学模式将激光传导至量子点。
在此，由微腔支撑的稳定光学模式是这样的光学模式，其在垂直于半导体异质结构表面的方向上被限制在半导体异质结构表面(该表面面对第一(如顶部)镜)下面的区域，特别是层，特别是使得这种光学模式的最大电场振幅被限制在所述表面以下的区域，而部分电场能够逃逸到半导体异质结构表面和第一(顶部)镜之间的气隙(轻微地)。特别是，垂直于半导体异质结构的所述表面，模式的所述最大振幅能够被限制在表面以下的前几百纳米。更进一步，特别是，激光光源配置为通过局限在所述区域的所述光学模式横向激励量子点。这种横向激励能够通过不同的方式完成，下面将进一步详细描述。根据本发明的另一实施例，激光源配置为以连续的激光光脉冲，特别是π脉冲的形式提供激光。这种脉冲可用于两种激励方案。
根据本发明的另一实施例，凹面镜包括衬底，其包括形成在衬底表面的凹形凹部，该表面面向半导体异质结构。
特别是，根据一实施例，衬底是熔融石英衬底。更进一步，根据一实施例，凹部内交替涂有Ta2O5和SiO2层，并以Ta2O5层终结。
优选地，在一实施例中，凹部包括矢状高度s，范围从0.08μm到8μm，优选范围从0.5μm到2μm。在一示例中，矢状高度是(0.41±0.02)μm。更进一步，在一实施例中，凹部包括曲率半径R，范围从1.2μm到70μm，优选范围从5μm到20μm。在上述示例中，曲率半径R相当于(11.98±0.02)μm。
根据本发明的另一实施例，半导体异质结构(也可表示为半导体芯片)包括二极管，量子点嵌入其中，其中二极管特别布置在由分布式布拉格反射器形成的第二镜上。根据一实施例，二极管是NIP二极管(也表示为n-i-p二极管)。
根据一实施例，量子点可以是InGaAs量子点。更进一步，量子点可以是GaAs量子点。
然而，本微腔方法确实也为以其他波长发射的量子点工作。例如，InP中的InAs量子点在1550nm左右的波长下发光。AlGaAs中的GaAs量子点在780nm的波长下发光。
特别是，各个量子点可以在生长过程中创造出来，从而嵌入到半导体异质结构中，其包括分布式布拉格反射器和二极管，特别是NIP二极管(也见下文)。特别是，在GaAs中的InGaAs量子点可以在GaAs上利用Stranski-Krastasnow生长过程(应变驱动的自组装)来创建。在这种情况下，分布式布拉格反射器可以包括交替的GaAs和AlAs(或Al0.95Ga0.05As)层。
此外，在Al0.3Ga0.7As中的GaAs量子点可以用液滴外延法创造。在这种情况下，分布式布拉格反射器可以包括交替的Al0.3Ga0.7As和AlAs(或Al0.95Ga0.05As)层。
更进一步，为了调整单光子源以使量子点与所选择的第一模式/腔模式产生谐振，在一实施例中，单光子源可以包括定位装置，该定位装置配置为相对于第一镜移动半导体异质结构，以便相对于第一镜定位半导体异质结构以及由此产生的量子点。
根据一实施例，定位装置安放在载体上，第一镜与之连接。特别是，载体可以是钛笼。此外，载体位于另一定位装置上，其配置为相对于单光子源的显微镜的物镜移动载体及随之的半导体异质结构和第一镜，该显微镜用于将激光耦合到微腔中并将发射的单光子从微腔中耦合出来。
更进一步，根据本发明一实施例，定位装置配置为沿微腔轴z朝向和远离第一镜以及沿第一和第二横向方向x、y移动半导体异质结构，其中第一和第二横向方向x、y均与腔轴正交，特别是相互正交。
根据本发明的另一优选实施例，第一镜的反射率低于第二镜的反射率，以便发射的单光子通过第一镜离开微腔。特别是，根据一实施例，激光光源配置为使激光通过第一镜进入微腔。替选地，也可以使用横向激励，即激光从侧面进入微腔，即垂直于微腔轴/光轴。
特别是，在一实施例中，第一镜的反射率和第二镜的反射率选择为，使得归于第一镜的空腔损耗率κtop大于归于第二镜的空腔损耗率κbottom(包括第二镜中不需要的吸收，特别是还有表面散射损耗)，至少系数是4，优选至少20倍，优选至少100，优选至少200，优选至少500，并且其中总的空腔损耗率κtotal偏离积2·g小于300％，优选小于100％，优选小于50％，其中g对应于原子-空腔耦合。
更进一步，根据一实施例，特别是在使用横向激励方案的情况下，单光子源包括光纤，其中激光光源配置为通过光纤将激光光源产生的激光传递到半导体异质结构的表面，以通过仅限于半导体异质结构的所述区域的所述光学模式横向激励量子点。在一实施例中，光纤包括沿光纤终端段的纵向轴线延伸的终端段。
在一实施例中，单光子源包括包括脊的(例如图案化的)波导，其中波导的脊沿所述纵轴延伸并从与所述表面正交的半导体异质结构的表面或从外部耦合单元(见下文)的表面突出。
根据另一实施例，单光子源包括光栅，配置为沿平行于半导体异质结构表面的方向重新引导激光。
在一实施例中，光栅是在波导的脊上形成的。
在一替选实施例中，光栅是在半导体异质结构的表面上形成的。
特别是在不涉及光栅的情况下，光纤的纵轴优选平行于半导体异质结构的表面(即垂直于光轴)，特别是与半导体异质结构的表面成一平面。在此，光纤终端段的面侧朝向半导体异质结构的侧面，特别是半导体异质结构的所述表面的边缘，特别是在光纤纵轴方向上的脊(如果采用波导)，即垂直于光轴或微腔轴。
特别是在使用光栅的情况下，根据一替选实施例，纵轴垂直于半导体异质结构的表面延伸，其中光纤终端段的面侧朝向光栅。
根据另一实施例，波导的脊形成在半导体异质结构的表面上，即，光纤终端段的面侧朝向半导体异质结构的表面，要么是平行于微腔轴或光轴的方向(在此光栅形成在半导体异质结构的表面或波导的脊上)，要么是平行于半导体异质结构的表面。
根据一替选实施例，单光子源还可以包括外部耦合单元，即与半导体异质结构分开的耦合单元，其中在此光栅和/或包括脊的波导是由外部耦合单元形成的，其相对于半导体异质结构横向布置，使得波导特别是与半导体异质结构的表面共面延伸。特别是，所述外部耦合单元可以由另一半导体或介电材料制成，该材料为激光横向耦合到半导体异质结构中的量子点而优化。
进一步，在一实施例中，光纤包括直径减小的锥形区域，配置为允许激光的倏逝电磁波离开光纤的锥形区域，使倏逝电磁波耦合到仅限于半导体异质结构表面的所述光学模式。
此外，在一实施例中，光纤的锥形区域平行于半导体异质结构的表面延伸。
根据另一实施例，锥形区域形成回路或凹陷，使得锥形区域更接近半导体异质结构的表面，以便将激光耦合到仅限于半导体异质结构表面的所述光学模式。
根据单光子源的另一优选实施例，半导体异质结构的表面至少部分由半导体异质结构的钝化层形成，该钝化层优选包括或由Al2O3形成。钝化层也可以由任何其他合适的材料形成。
根据本发明的另一方面，公开了一种单光子源，该单光子源，包括：
-布置在凹形第一镜和形成平面第二镜的半导体异质结构之间的微腔，其中微腔支撑光学模式，
-嵌入半导体异质结构中的量子点，并面向第一镜，以及
-激光光源，配置为提供激光(例如在微腔中)以激励量子点发射单光子离开微腔；单光子源配置为通过以下方式将激光传导至量子点：
(a)沿微腔的光轴传播，通过凹形第一镜，其中微腔包括具有第一光频的第一光学模式和具有不同的第二光频的第二光学模式，其中第一光学模式的光频大于第二光学模式的光频，其中激光的光谱比第一与第二光频之间的绝对差值更宽，并且其中单光子源是可调谐的，以使量子点与第一光学模式或第二光学模式发生谐振，其中激光相对于第一和第二光学模式是去谐的；和/或通过
(b)仅限于半导体异质结构表面的光学模式，其中表面在单光子源的光轴方向上面对第一镜，其中激光光源配置为通过仅限于半导体异质结构表面的所述光学模式横向激励量子点。
本发明的此方面也可以与本文所述的单光子源的特征和实施例相结合，并在从属权利要求中说明。
本发明的另一方面涉及一种产生单光子的方法，其中该方法优选使用根据本发明的单光子源，并包括以下步骤：
-激励嵌入半导体异质结构中的量子点，通过将光耦合到形成在半导体异质结构和凹形第一镜之间的微腔中来发射单光子，其中半导体异质结构包括平面的第二镜。
根据一实施例，光沿垂直于平面第二镜表面延伸的光轴耦合到微腔中。进一步，在一实施例中，微腔包括具有第一频率的第一光学模式和具有不同的第二光频的第二光学模式。更进一步，在一实施例中，激光的光谱比第一与第二光频的绝对差值更宽。根据另一实施例，单光子源调谐为(例如通过调整半导体异质结构相对于第一镜的位置)，使得量子点与第一光学模式或第二光学模式产生谐振，其中特别是激光相对于第一和第二光学模式去谐。
更进一步，根据该方法一实施例，第一光学模式的光频大于第二光学模式的光频。
更进一步，根据该方法一实施例，单光子源调谐为(例如，通过调整半导体异质结构相对于第一镜的位置)，使得量子点与第一光模式产生谐振，其中激光相对于第一和第二光学模式是蓝色去谐的，从而使激光的光谱尾部和第二光学模式的光谱尾部在第一光学模式的光频上重叠；或其中单光子源调谐为使得量子点与第二光学模式产生谐振，其中激光相对于第一和第二光学模式红色去谐，使得激光的光谱尾部和第一光学模式的光谱尾部在第二光学模式的光频上重叠。特别是，第一和第二光学模式各自包括线性极化，其中这两个极化是相互正交的(也见上文)。
根据该方法的替选实施例，微腔的光学模式用于激励量子点，该光学模式限制在半导体异质结构表面以下的区域(也见上文)，面向第一镜，其中光以垂直于光轴/微腔轴延伸的方向横向送入微腔。
根据另一实施例，在激励量子点的步骤之前，该方法进一步包括以下步骤：
-在由半导体异质结构所包括的二极管(特别是NIP二极管)上施加栅极电压，以确定量子点的所需电荷状态。(所需的电荷状态对应于可以获得所需激子的电压，特别是带正电的三激子X+(对应于一个空穴的基态和两个空穴和一个电子的激发态)，但人们也可以使用其他激子，如中性激子X0(基态空量子点，激发态一个空穴、一个电子)，或带负电的三激子X-(基态一个电子，激发态一个空穴、两个电子)。
更进一步，根据一实施例，在激励量子点的步骤之前，该方法进一步包括以下步骤：
-将第二镜沿垂直于第二镜的光轴定位，以便使微腔的光学模式(例如所述第一或第二光学模式)与量子点的光学转换频率产生谐振。(在这些第一和第二光学模式衰退的情况下，实际上只有微腔的单一光学模式，也见上文)。
更进一步，根据一实施例，在激励量子点的步骤之前，该方法进一步包括以下步骤：
-在垂直于光轴的两个横向方向上定位半导体异质结构，以将量子点定位在微腔光学模式的反节点。(特别是，如图2的面板B所示，可以看到微腔的光学模式有一定的电场分布，其中图2的面板B中较暗的部分被称为驻波/场的反节点(即场为最大的地方)，其中较亮的部分被称为场的节点)。
根据另一实施例，该方法进一步包括以下步骤：
-用物镜收集通过第一镜逸出的单光子，并将发射的单光子通过透镜耦合到单模光纤中。
根据本发明的方法可以通过本文所披露的有关根据本发明的单光子源的特征和实施例来进一步表征。
下面，参考附图描述本发明的其它优点和特征以及本发明的实施例，其中：
图1A示出了根据本发明的单光子源的实施例的微腔，其中单光子源包括半导体异质结构，其包括第一GaAs/AlAs Bragg镜和NIP二极管。InGaAs量子点位于本征区，与n层的费米海有隧道接触。异质结构的位置可以相对于第一(顶部)镜进行调整
Figure BDA0004113604920000081
其是在二氧化硅衬底中的凹面镜，使用XYZ-纳米定位器。模拟(点)显示，输出非常接近Gaussian光束(实线)，其中输出和真正的Gaussian之间的R-平方重合度为99.95％；
图1B示出了计算出的转换效率，量子点激子到离开第一镜的光子，作为微腔衰减率κ针对"原子"-光子耦合的函数g/(2π)＝4.3GHz和针对原子衰减率的γ/(2π)＝0.30GHz的函数η＝κtop/(κ+γ)·β；β＝(FP-1)/FP与FP＝1+4g2/(κγ)；β用圆点和虚线表示；η·β用方块和虚线表示，并且η用圆点和实线表示；
图1C示出了根据本发明的实施例的激励方案，其中量子点与第一光学模式(H-极化微腔模式)发生谐振；激光是蓝色去谐的，包括与第一光学模式的极化正交的极化(V-极化)。示出了量子点所经历的驱动强度。
图2示出了根据本发明的单光子源的实施例的半导体异质结构，以及微腔的数值模拟。(A)半导体异质结构包括DBR和NIP二极管结构，其中嵌入了自组装的InGaAs QDs。(B)真空电场|Evac|被微腔限制的数值模拟(图像按比例)。(C)彩色比例图：支持第一(顶部)镜的SiO2衬底内的归一化电场。等高线：Gaussian光束与计算的归一化电场的拟合。拟合得到的束腰为w0＝1.05μm，对应的数值孔径为NA＝0.279。|Emax|是这个特定领域的最大电场振幅。
图3示出了弯曲的第一镜的几何特征。在CO2-激光加工之后，用共焦激光扫描显微镜测量所制造的凹部的轮廓。(A)以亚纳米分辨率确定的凹部高度图。从高度图中，通过对数据进行二维Gaussian函数拟合，提取出两个主平面。(B)通过评估沿两个主轴的高度信息，可以提取凹的参数，如曲率半径R＝(11.98±0.02)μm，矢状高度s＝(0.41±0.01)μm，不对称性为4.5％；
图4示出了单光子通量。(A)量子点(QD1)信号对z-压电电压(微腔去谐)和偏置电压(量子点去谐)。带正电的三激子X+与微腔发生谐振；虚线表示Coulomb封锁高原的边界。(B)辐射衰减率(脉冲谐振激励后)对恒定偏压和恒定(x,y)位置下的微腔去谐。总的Purcell系数FP确定为11，意味着β＝93％。通过Lorentzian拟合，确定了H极化模式特有的β系数：βH＝86％。(C)测量的信号对零微腔-X+去谐的激光功率平方根。激光重复频率为76.3MHz；检测器的效率为42±3％。信号故意衰减了9.9倍(右y轴)。左y轴示出了没有衰减的预期信号和完美的检测器。实线是计算的结果，描述了量子点对驱动场的反应(图1C)；
图5示出了微腔的暗场光谱。信号对光频率，表示为相对于上频谐振的去谐。显微镜在暗场模式下工作，主轴与微腔的主轴成45度。波长是λ0＝922nm。基本模式分为两个模式，都具有线性极化，一个是H极化，另一个是V极化。H轴和V轴对应于GaAs晶圆的晶轴。传输数据(点)被拟合到双洛伦兹函数(实心曲线)上，产生两个极化模式的Q系数：QH＝11,900以及QV＝12,800。模式分化是34.6GHz。
图6示出了根据本发明的单光子源的实施例。微腔位于T＝4.2K的低温恒温器中。用基于极化的暗场显微镜将光耦合进出微腔。物镜与微腔一起放在低温恒温器内；显微镜的其他部分位于低温恒温器外。激光通过单模光纤进入，用f＝11mm的透镜进行准直，通过线性偏振器(LP)。输入由极化分光器(PBS)反射；激励的极化轴，即V轴，由半波板(λ/2)设定。PBS和四分之一波板(λ/4)抑制不必要的背反射激光耦合到收集臂。由发射器产生的H极化单光子通过PBS传输并聚焦到最终的单模光纤。
图7示出了量子光学的特征化。(A)自相关g(2)对延迟τ(QD1)。(B)、(C)Hong-Ou-Mandel(HOM)实验(QD1)分别示出了在时间上相隔1ns和1.5μs所产生的光子的双光子干扰，(B)和(C)。
图8HOM装置和HOM干扰的可见性与光子之间的时间延迟。(A)用于HOM测量的光学装置。该装置的特殊结构提高了干涉仪的机械稳定性，并通过改变光纤延迟回路，很容易改变两个光子之间的延迟。(B)V和Vraw是干扰光子之间延迟的函数。
图9示出了根据本发明的单光子源的稳定性。在量子点QD1上分别记录了一小时和十小时的单光子通量对时间和相关直方图，A和B。分别在六个分开的量子点上记录的最大计数率和HOM可见度，C和D。D中的方形数据点对应于源的校正可见度，V；D中的圆圈代表Vraw；以及
图10(A)计算出的由滤波光脉冲驱动的两级系统的光子发射概率。光子发射概率
Figure BDA0004113604920000101
是激光去谐ΔL和激励功率的函数。对于这个模拟，κ/(2π)＝25GHz和A＝32fs/K。激励腔和TLS之间的去谐是50GHz，如彩色图上的绿色虚线所示。(B)光子发射概率作为功率的函数：理论(实线)与按比例的实验结果(圆点)。理论曲线对应于上半部分(A)的黑色虚线。(B)中的虚线是用相同的参数计算的理论，除了A＝0。
图11示出了使用横向激励方案的单光子源的实施例的示意图，其中半导体异质结构支撑在横向传播的近表面光学模式。量子点可以通过将光耦合到这种横向模式来激励，以实现所谓的"原子驱动"。在此，光纤放置在半导体异质结构旁边，使得光纤中的一些光就会耦合到半导体异质结构中的横向传播模式中；
图12显示了对图11所示实施例的修改，其中在半导体异质结构的表面上布置包括脊的波导，其中波导阻止光在横向平面上的扩展；弯曲的第一镜置于波导的脊上；
图13示出了图11所示实施例的另一种修改，其中光纤置于靠近蚀刻在半导体异质结构表面的衍射光栅处。在这种情况下，光纤垂直于表面，光栅将光衍射到横向；
图14示出了图12和13所示的实施例的组合，其中光栅制作在波导的脊；
图15示出了使用横向激励方案的单光子源的另一实施例，其中这里的外部耦合单元包括波导和布置在波导脊上的衍射光栅，用于将光以横向方式耦合到微腔中。特别是，外部耦合单元可以由二氧化硅或氮化硅构成，并且可以配置为将光从垂直于半导体异质结构表面的光纤耦合到，首先，波导，然后，半导体异质结构；
图16示出了使用横向激励方案的单光子源的另一实施例，其中光纤包括锥形部分；以及
图17示出了使用横向激励方案的单光子源的另一实施例，其中光纤的锥形部分形成回路。
图18示出了使用横向激励方案的单光子源的另一实施例，其中光纤的锥形部分形成凹陷。
图1A示出了根据本发明的单光子源1的实施例的微腔2。
据此，微腔2布置在凹形第一镜3和形成平面第二镜40的半导体异质结构4之间，其中微腔2包括基本的光学模式，其在特定的微腔长度下对给定的激光频率产生谐振。这种模式分为具有不同光频的第一和第二光学模式H、V。更进一步，至少有一个量子点5嵌入到半导体异质结构4中，并面向第一镜3。为了激励至少一个量子点5发射单光子离开微腔2，单光子源1进一步包括激光光源6，配置为在微腔2中提供激光L，其中，如图1C所示，激光L的光谱比第一和第二光学模式的光频之间的频率间隔宽。其中，如图1C所示，激光光L的光谱比第一和第二光学模式的光学频率之间的频率间隔更宽，其中单光子源1是可调谐的，以使量子点5与第一模式H(或替代地与第二模式V)产生谐振，并且其中激光相对于两个模式H、V是去谐的，以便激光L的光谱尾部tL和第二模式V的光谱尾部tV在第一光学模式H的光频上重叠。
特别是，本发明使用高度微型化的Fabry-Perot微腔(例如图1A)，其中凹形第一镜3优选是微加工成二氧化硅衬底30。更进一步，特别是，第二镜40是高反射的平面镜，构成半导体异质结构4的一部分。
特别是，微腔2是开放的微腔，这意味着微腔2可以被调谐，输出非常接近简单的Gaussian模式；它可以直接加入门；散射和吸收损失极小。
在一般情况下(Jaynes-Cummings Hamiltonian与原子-腔体耦合g、腔体损耗率κ、原子衰减到非腔体模式γ)，具有β＝(FP-1)/FP，其中Purcell系数为FP＝1+4g2/(κγ)。量子点5中的激子到激励微腔的光子的转换效率是η＝β·κ/(κ+γ)。对于固定的g和γ，η可以通过选择κ＝2g实现最大化，如图1B所示。以微腔
Figure BDA0004113604920000121
中具有变换限制线宽
Figure BDA0004113604920000122
的量子点来说，条件κ＝2g意味着效率η高达94％。换句话说，理想的特性会导致高效率的单光子生成。
根据一优选实施例，如图2所示，异质结构4是通过分子束外延(MBE)生长的，包含二极管41，特别是NIP二极管41，例如至少有一个或若干嵌入的自组装InGaAs量子点(QDs)5。这种设计实现了通过直流Stark效应进行QD频率调谐，以及通过Coulomb封锁进行QD充电。NIP二极管41生长在半导体分布式布拉格反射器(DBR)的顶部，该反射器形成平面的第二(例如底部)镜40，优选由46对AlAs(80.6nm厚)/GaAs(67.9nm厚)四分之一波层(QWLs)组成，中心波长标称为940nm(测量值：917nm)。在DBR40下面，生长了AlAs/GaAs短周期超晶格(SPS)400，优选由18个周期的2.0nm AlAs和2.0nm GaAs组成，用于消除应力和表面平滑。
从下到上(见图2的面板A)，NIP二极管41由n-触点的401、41.0nm的Si掺杂GaAs、n+、掺杂浓度2·1018cm-3组成。25.0nm的未掺杂的GaAs层402作为隧道势垒，位于n-触点401和各自的量子点(QD)5之间。
特别是，各自的自组装InGaAs QD 5是例如通过Stranski-Krastanov工艺生长的，并且QD的发射通过冲洗步骤进行蓝移。各个QD 5被8.0nm的GaAs层403所覆盖。阻隔势垒404、190.4nm的Al.33Ga.67As，减少了正向偏压时流过NIP二极管41的电流。p-触点405由5.0nm的C掺杂的GaAs、p+(掺杂浓度2·1018cm-3)、然后是20.0nm的p++-GaAs(掺杂浓度1·1019cm-3)组成。最后，存在54.6nm厚的GaAs封盖层406。特别是，该层的厚度优选选择为在真空电场的反节点上定位各个QD 5。p-触点405是以真空电场的节点为中心，以尽量减少p-掺杂的GaAs中的自由载流子吸收。Coulomb封锁的建立时间与通常
Figure BDA0004113604920000123
厚的GaAs隧道势垒的辐射衰减时间相当。这比QWL的厚度要小，从而避免了n-触点401同样定位在真空电场的节点上。然而，在带隙以下200meV的光子能量下，n+-GaAs的自由载流子吸收(α≈10cm-1)几乎比p++-GaAs(α≈70cm-1)小一个数量级。在本文提出的设计中，通过使用标准的25nm厚的隧道势垒，利用了n+-GaAs的弱自由载流子吸收。n-触点401定位在靠近真空场节点，尽管不是以节点本身为中心。
在生长之后，从晶圆上劈下单个3.0x2.5mm2的片。QD密度在横跨晶圆的大约一厘米宽的条纹中从零增加到～1010cm-2。本文呈现的例子/实验中使用的样本来自于这个条纹。其QD密度，通过光致发光成像测量，约为7·106cm-2。单独的欧姆触点407、408制作到p++层和n+层。对于n-触点401，盖层406、p-掺杂层405和部分阻隔势垒404通过柠檬酸中的局部蚀刻来移除。在新的表面上，NiAuGe通过电子束物理气相沉积(EBPVD)进行沉积。热退火时形成低电阻触点408。为了接触p-掺杂层405，通过另一局部蚀刻去除封盖层406。在新的表面上，通过EBPVD沉积Ti/Au接触垫408(100nm厚)。虽然这个触点408没有经过热退火，但由于非常高的p掺杂，它提供了对顶门的合理低电阻触点(参见图2的面板A)。在将触点407、408制作成n层和p层401、405后，用光刻胶覆盖触点407、408，并将钝化层409沉积到半导体异质结构4(也表示为样品)的表面4a。通过在盐酸中蚀刻几纳米的GaAs，可以去除表面上薄薄的原生氧化层。在去离子水中冲洗后，样品4浸泡在硫化铵((NH4)2S)浴中。随后，样品4迅速转移到原子层沉积(ALD)装置的室中。使用ALD在150℃的温度下沉积8nm的Al2O3层409。对于本异质结构4，这一工艺有利于减少表面相关吸收，因为它允许实现低损耗微腔。表面钝化的优点在于它防止GaAs的原生氧化物在去除后重新形成：它为GaAs异质结构4提供了稳定的终点。在表面钝化和光刻胶剥离之后，NiAuGe和Ti/Au薄膜407、408线连接到样品支架上的大型Au垫。使用银漆，宏观线(双绞线)连接到Au垫。
根据一优选实施例，第一(例如顶部)镜3制造在0.5mm厚的熔融二氧化硅衬底30中。通过CO2激光烧蚀在二氧化硅表面30a加工原子光滑的凹部31，其中特别在烧蚀装置中使用聚焦透镜，其NA＝0.67。用共焦激光扫描显微镜(Keyence Corporation)测量所制备的凹部31(也称为凹坑)的轮廓，如图3的上面板a所示。从二维高度剖面可以识别出两个主轴，并且可以提取剖面参数(参见图3的下面板B)。在本示例中，此凹部的曲率半径为R＝(11.98±0.02)μm，矢状高度相当于s＝(0.41±0.02)μm。更进一步，激光烧蚀后，凹部31优选涂有7个QWL对32的Ta2O5(在λ0＝920nm时折射率n＝2:09)和SiO2(在λ0＝920nm时n＝1.48)层32a、32b，以贸易公司(Laseroptik GmbH)离子束溅射的Ta2O5 QWL 32a层终止，见图1A和图2中的面板B。
嵌入上述种类的半导体异质结构4中的量子点5表现出接近变换限制的线宽。采用高反射第一镜，微腔2的Q系数可高达106，达到腔-QED的强耦合状态。这允许精确测量耦合
Figure BDA0004113604920000131
和估计半导体中的剩余损耗(每往返373ppm)。根据一实施例，使用适度反射率的第一镜(根据设计，每次往返透射率为10,300ppm)，以便κ≈κtop＞＞κbottom和λ≈2g(参见图1B)。测得的Q系数为12,600，与第一和第二镜设计的预期值相匹配。
更进一步，为了与Q系数的测量结果进行比较，微腔Q系数可以使用一维传递矩阵模拟计算(the Essential Macleod,Thin Film Center Inc.)，其中第一(例如顶部)镜使用采用制造商折射率值的设计参数进行描述(镜设计:二氧化硅-(HL)7H与H(L)在波长920nm的高(低)折射率材料中的四分之一波层，折射率2.09(1.48))。第一镜每次往返的传输损耗为10,300ppm。第二(例如底部)镜具有标称设计的GaAs-(HL)46有源层，H(L)为波长940nm的GaAs(AlAs)四分之一波层，如图2的面板A所示。实际上，层在生长过程中逐渐变薄。通过假设生长过程中厚度的线性变化，可以很好地描述阻带的波长和反射率随阻带的振荡。整个半导体异质结构中的损耗(包括有源层中的自由载流子吸收)可以通过使用极度反射、极低损耗的顶镜测量Q系数来评估：传输损耗每往返仅为1ppm；每次往返的吸收/散射损失相当于373ppm。与第一镜的传输损耗相比，这些损耗可以忽略不计。半导体DBR-GaAs有源层(6QWLs)-气隙(4QWLs)-第一(顶部)镜结构的模拟Q系数为14,000。这与测量值，12,600，非常接近，在此，对手头示例中评估的6个QDs的位置取平均值，并对本文所述的两个光学微腔模式取平均值。
更进一步，为了估计QD-微腔耦合，有限元方法(COMSOL Multiphysics的波光模块)用于计算仅限于微腔的真空电场振幅|Evac(r,z)|(参见图1A、图2中的面板B)。该模型假设光轴((x,y)＝0)为轴对称。特别是，在模拟的所有外部边界处使用1μm厚的完美指数匹配层来防止内部反射。该模型采用曲率半径R＝11.98μm和矢状高度s＝0.41μm的第一镜，正是本发明示例中使用的镜(另见上文)。该模型还实现了确定Q系数，得到Q＝14,000，与一维传递矩阵计算一致。Q＝14,000对应于κ/(2π)＝23.3GHz，其中κ为微腔的衰减率。
在微腔模式确切反节点(r＝0)的QDs(z＝zQD)位置，场为|Evac(0,zQD)|＝35,000V/m。在这些波长(920nm)的QD具有μ/e＝0.71nm的光学偶极子，其中e是基本电荷。X+由两个简并圆极化偶极子转换(在零磁场下)组成。我们考虑其中一个圆极化偶极子与线性极化微腔模式的相互作用。预测的QD-腔耦合是由此
Figure BDA0004113604920000141
给出
Figure BDA0004113604920000142
这个偶极矩意味着自然辐射衰减率为1.72ns-1，相当于
Figure BDA0004113604920000143
(假设在非结构化介质中偶极子近似)。因此计算出来的Purcell系数是
Figure BDA0004113604920000144
通过实验可以确定Purcell系数和耦合g。聚焦于其中一个量子点，这里表示为QD1，可以通过逐渐调谐微腔离开所选QD的谐振来确定自然辐射衰减率，将衰减率外推到大去谐(例如，图4的面板B)。这样给出
Figure BDA0004113604920000151
这与上述估计很一致。在谐振时，总衰减率增加到3.33GHz。然而，在实验中，微腔的极化简并度提升(见上文)，并且QD激子、X+与两个微腔模式相互作用。
在此，我们专注于H极化模式的谐振，其中通过将总衰减率作为微腔去谐的函数拟合为两个Lorentzians曲线，即V极化微腔模式的存在(参见图4的B面板)来确定。减去与H极化模式谐振时的V极化模式的贡献，可以得到
Figure BDA0004113604920000152
的衰减率。如果V极化模式被高度去谐，换句话说，如果微腔的模式分化非常大，这就是期望的衰减率。这个极限、圆极化偶极子与单个线性极化的微腔模式相互作用，实现了与微腔的计算特性进行比较。因此，仅由H极化模式产生的Purcell系数是
Figure BDA0004113604920000153
接近计算值(12.3)。使用
Figure BDA0004113604920000154
Figure BDA0004113604920000155
并取λ/(2π)＝24.0GHz，H极化模式(波长919nm，Q＝13.600)的实验值相当于g/(2π)＝4.1GHz。这接近于计算值(4.24GHz)。(由于QD的偶极子在不同的QD之间波动，所以预计不会有精确的一致)。然而，可以得出这样的结论，首先，真实的微腔中的真空场与从微腔的几何形状计算出来的数值是一致的；其次，微腔的横向调谐使QD定位在真空场的反节点上。
更进一步，微腔模式的模拟用于确定微腔输出光束的参数，特别是束腰。计算出的SiO2衬底中的光束，即在第一(顶部)镜上方的区域(参见图2的面板C)，拟合为Gaussian光束，其形式为
Figure BDA0004113604920000156
在z处的腰部半径为
Figure BDA0004113604920000157
Figure BDA0004113604920000158
是介质中的Rayleigh范围(SiO2的折射率n＝1.4761)。以w0(和|E0|)为拟合参数的拟合结果为w0＝1.05μm。这相当于手头特定微腔的模拟数值孔径为NA＝λ0/(πw0)＝0.279。然而，特别是，主要的概念是使光学元件与微腔装置的NA相匹配，以最大限度地提高收集效率。
由于可实现的Q系数(见上文)，半导体中的剩余损耗可以忽略不计。半导体异质结构4包含薄的n型和p型层，量子点5与n型层的电子费米海有隧道接触，从而建立Coulomb封锁(见上文)。即使在全微腔结构2中，与n型和p型层进行接触也是直截了当的。芯片，即包括量子点5和第二镜40的半导体异质结构4，优选相对于第一镜3就地定位(参照图1A)：这种可调谐性用于确保特定量子点和微腔模式之间在频率和横向位置上的匹配。
所有光学驱动的量子点单光子源的挑战是将单光子输出与驱动激光分离。标准方案是在交叉极化的配置中进行激励和探测。应用于带电的激子，对于它的转换是圆极化的，这个方案导致收集效率损失50％。在本发明的框架内，通过利用带正电的激子X+，可以避免这种损失。基本的光学微腔模式分为两个(第一和第二)光学模式，H-和V-极化，由于小的双折射，相隔例如50GHz。
特别是，为了确定微腔的Q系数，可以进行暗场测量，如图5所示。鉴于微腔的光谱可调谐性，其Q系数可以在以λ0＝919nm为中心的镜的阻带内的广泛波长范围内确定。
图5示出了对λ0＝922nm处的基本模式进行的这种测量。基本模式分为两个模式，每个模式都是线性极化的，具有相反的极化，H和V。在图5中，模式分化的频率为34.6GHz。H和V轴，即第一和第二光学模式H、V的线性极化，与半导体异质结构4的晶轴对齐。
特别是，在一实施例中，半导体异质结构生长在晶体上，其中z轴(垂直轴，与光轴相同)是晶体的[001]轴。这也意味着，衬底/晶片的晶体取向限定上面所有层的晶体取向。在本示例中，半导体异质结构沿着[110]和
Figure BDA0004113604920000161
结晶轴裂解。这些都是相互正交的，并且与[001](z)正交。当裂解晶体时，裂解线倾向于沿着晶体轴线。
这表明模式分化的物理起源：半导体异质结构4中的小双折射。双折射可能是由非常小的单轴应变引起的。本发明利用基本光学微腔模式分为两个独立的光学模式H、V，以及这两个光学模式H、V的线性、正交极化来实现高效率，下文将进一步详细讨论。因此，模式分化(频率分离)是重要参数。在样品的不同位置进行这种测量，可以得到相似的Q系数，但在模式分化方面有差异。对于所调查的量子点，在此表示为QD1至QD6，分化位于34.6(QD6)和50GHz(QD1)之间。H-和V-极化模式的Q系数从暗场光谱中提取(图5中的实心曲线)，得出QH＝11,900和QV＝12,800。精细度是F＝506±13。F是通过波长为922nm的微腔扫描确定的，与确定Q系数所用的波长相同。与模式分化不同，Q系数在样品的不同位置是相同的。
特别是，微腔2没有整体设计，可能会受到环境噪音、振动和声学噪音的影响。微腔2优选在氦气浴-低温恒温器15中运行，其中低温恒温器15(参照图6)优选通过主动阻尼台来屏蔽振动噪音，并通过隔音罩来屏蔽空气中的噪音。使用微腔2本身作为噪声传感器显示，环境噪声只有在以高于10,000的精细度运行时才是显著的，对应于目前设计的Q系数约为105。在此，根据一实施例，Q系数约为104，使得单光子源不会受到残余环境噪声的困扰。
根据本发明，基本微腔模式的模式分化在用于产生单光子的两种激发方案之一中起着关键的作用。
为此，如图1C所示，用于激发各个量子点5的激光脉冲的光谱要大于这个分化。量子点5调谐到与较高频率的H极化模式谐振。激光是V型极化的，并且相对于两个微腔模式来说是蓝色去谐的，使得激光光谱的尾部和V型极化的微腔模式在H型极化模式的频率上是重叠的(参照图1C)。量子点5优先发射到H型极化微腔模式。根据一优选实施例，现在的交叉极化方案将V型极化激光脉冲与H型极化单光子分离，其损失仅取决于量子点5与V型极化模式的不必要耦合。有利的是，只要模式分化大于模式线宽，这种损失就很小。
根据一优选实施例，微腔2和单光子源1的显微镜7的物镜71，激光脉冲L通过该物镜71进入微腔2，被安装在氦气浴-低温恒温器(T＝4.2K)15中。如图6所示，窗口使自由光束从室温下的光学装置传播到低温下的微腔系统。优选地，微腔2的第一镜3固定在钛笼16的顶部，其中放置了样品，即第一镜3和包括量子点5和第二镜40的半导体异质结构4，安装在定位装置9，特别是压电驱动的XYZ纳米定位器9上。特别是，纳米定位器9允许对微腔2进行全面的原位空间(XY)和光谱(Z)调谐。优选地，钛笼16位于另一XYZ纳米定位器90上，其允许微腔2相对于物镜71的定位，导致微腔2和显微镜7接近完美的模式匹配。显微镜7具有基于极化的暗场能力。如图6所示，激光L通过单模光纤72输入显微镜7。光束优选由例如ffibre＝11mm的非球面透镜(60FC-4-A11-02，
Figure BDA0004113604920000172
+Kirchhoff GmbH)73进行准直。更进一步，特别是，线性偏振器LP保证了输入光束与偏振分光器PBS的偏振匹配，该分光器将光反射到微腔2。优选的是，半波板70允许极化轴旋转：输出状态选择为与微腔2的主轴之一，即V轴匹配。然后，光L由物镜71耦合到微腔2中。同样的物镜71收集微腔的输出。H型偏振光由PBS传输，并由透镜74(例如60FC-4-A11-02，
Figure BDA0004113604920000171
+Kirchhoff GmbH)聚焦到单模光纤75(例如780HP光纤，Thorlabs Inc)。在暗场方案中，通过调整主光束路径中的额外的四分之一波板76，对V型极化激光的抑制得到了优化。
共焦检测是至关重要的。对于连续波激励，消光比可达到108，并在许多天的测量中保持稳定。在一实施例中，对微腔束腰的估计(见上文)用于通过在光纤前面选择适当的非球面透镜来优化光纤耦合的效率。根据一实施例，物镜71(例如355230-B，NA＝0.55，Thorlabs Inc.)的焦距为例如fobj＝4.51mm。根据一实施例，其NA比微腔2的NA大得多，以尽量减少削波损失。
耦合输出到最终光纤75的透镜74优选选择为确保与光纤75中的单模进行模式匹配。特别是，在一实施例中，纤维75的标称模场半径为例如在λ0＝920nm下为w1＝(2.71±0.27)μm(例如780HP纤维，Thorlabs Inc.)。更进一步，最佳光纤耦合的焦距是ffibre＝fobj·w1/w0＝(11.6±1.2)mm。因此，在一实施例中，选择了一个ffibre＝11mm的非球面透镜74，用于将输出端耦合到最终光纤75。
更进一步，根据一优选实施例，用于激励量子点5的激光光源6是由锁模激光器(例如Mira 900-D皮秒模式，Coherent GmbH)形成的，特别是以76.3MHz的重复率运行。特别是，光谱宽度位于60和100GHz之间，在转换限制的情况下，对应的时间宽度分别为5和3ps。时间宽度是强度的全宽-半宽-最大值。
为了使用根据本发明的单光子源1产生单光子，X+谐振与微腔的耦合最大化。为了实现这一点，可以记录谐振激励后的衰减曲线，因为辐射衰减率在最大耦合时是最大的。量子点和微腔的频率调谐至建立谐振(参考图4的面板A)。Purcell-系数是由扫描微腔频率决定的：在与微腔模式谐振时，衰减时间仅为47.5ps；远距离去谐时，衰减时间趋于520ps，导致QD1的FP＝11(QD6的FP＝13)(参见图4的面板B)。在与H型极化的微腔模式发生谐振时，发射到H型极化模式的概率确定为βH＝86％。
现在，单光子的通量最大化。实施如图1C所示的激励方案，激光光源的中心频率调谐至找到最大信号。作为激光功率的函数，量子点信号表现出振荡，表明了Rabi振荡(参见图4的面板C)。激光功率设定为对应于π脉冲的最佳实施的最大信号。强度自相关测量展示了明显的光子反束缚和高纯度的单光子生成，g2(0)＝2.1％(参见图7的面板A)。纯度受限于少量漏入检测通道的激光(总信号的0.3％)和双激发事件。
与在先设计相比，主要的新特点是根据本发明的单光子源的效率非常高。
在用π脉冲激励时，在收集光纤中获得按需的、一致的单光子，其概率为57％。效率是由光子通量决定的。在76.3MHz的重复频率下，光束衰减9.9倍(以避免检测器饱和)，然后测量计数率(参见图4的面板C)。考虑到检测器的效率和检测器响应中的小的非线性(见下文)，端到端效率，即在系统最终光纤的输出端产生单个光子的概率，确定为量子点QD1的(53±3)％和量子点QD6的(57±3)％。
为了检测产生的单光子，根据本发明的例子，使用了两个光子计数探测器，一个是超导NbTiN-纳米线单光子探测器(SNSPD)装置(EOS 210CS封闭循环，Single QuantumB.V.)，优化为在950nm下工作；一个是近红外优化的纤维耦合硅雪崩光电二极管(APD，型号SPCM-NIR，Excelitas Technologies GmbH&Co.KG)。为了确定本发明的单光子创造的效率，对检测器的效率进行了仔细的校准。该测量依赖于具有自由空间激光束的装置(从具有斜面的光纤中输出耦合)、一套可置于光束路径内外的校准中性密度过滤器(NDS)、以及第二根光纤，该光束被耦合到其中(通过斜面内耦合)。激光的频率v在测量前用干涉仪(HighFinesse Laser and Electronic Systems GmbH)精确确定。对于光功率P，光子通量是
Figure BDA0004113604920000191
其中h是普朗克常数。将NDs从光束的路径上移开，用校准的硅光电二极管(传感器型号S130C，功率测量控制台PM100D，Thorlabs Inc.)测量从第二光纤出来的光功率。衰减的NDs随后置于光束的路径中，以避免光子计数探测器的饱和。然后使用SNSPD和APD测量光纤的光子率。每个探测器的效率由测量的计数率与已知的光子通量的比率给出。
SNSPD的效率被确定为ηSNSPD＝(82±5)％。这个值与制造商提供的波长为940nm的规格密切相关。当在检测器的正前方有斜面(FC-APC型光纤)，APD的效率是ηAPD＝(42±3)％。当探测器正前方有平坦的切面(FC-PC型光纤)，该效率略高，ηAPD＝(44±3)％。测量中的误差来自于NDs校准中的4％，NDs校准中的1.5％，硅光电二极管的3％额定误差，以及探测器中的射出噪声(1.0％)。对于APD，由于检测器的死区时间(通常为～20ns)，必须对超过200kHz的计数率应用线性校正因子。这个校正系数在200kHz时为1，在25MHz时为3.32，呈平方缩放。
适当的修正系数应用于考虑这一影响。这导致在图4的面板C的计数率下，效率变化为百分之几。
更进一步，生成的单光子的一致性可以用双光子干扰，即Hong-Ou-Mandel(HOM)实验来探测(提取Hong-Ou-Mandel(HOM)干扰的可见性并将HOM干扰的可见性呈现为同一来源的单光子之间延迟的函数将在下面进一步概述)。
在创造两个时间上相隔1ns的光子时，原始的HOM可见度为Vraw＝91.6％(参见图7的面板B)。纠正了HOM干涉仪的小缺陷，Vraw＝92.5％。HOM的可见性受到有限的负面影响g(2)(0)：按照标准程序，“真正的”光子重叠可以估计为V≈(1+2g(2)(0))·Vraw＝96.7％。这表明相继产生的光子是高度一致的。然而，关键是在时间上相隔很远的光子的一致性。在时间上相隔1.5μs的两个光子的干扰上，HOM的可见度同样很高(参见图7的面板C)。鉴于每一纳秒都可以产生光子(参见图7的板块B)，这些实验表明，根据本发明的单光子源可以产生由数千个高度一致的光子组成的串。单光子源的一致时间显然远远大于1.5μs。
特别是，后续光子之间的HOM干扰可以通过将单光子流发射到带有可变臂的Mach-Zehnder干涉仪中来测量。可变臂在干涉的光子之间引致时间延迟。图8的板块A示出了HOM测量的光学装置。半波板和偏振分光器PBS的组合用于实现可变分光器。三个基于光纤的延时器用于匹配光纤分光器输入端的光的极化，从而最大限度地提高干涉仪的经典可见度(1-ε)。为了量化两个光子之间的干扰，当干涉仪的经典可见度最大化时，测量两个探测器D1和D2上的"咔嚓"声之间的时间延迟(HOM||)。图7中面板B和C的数据点对应于HOM||的测量。第二半波板可以插入到光束路径中，使来自两臂的光子得以区分，从而产生图7中面板B和C上标有HOM⊥的实心曲线。HOM干扰的原始可见度计算为两次测量的零延迟周围的曲线下的面积之比，
Figure BDA0004113604920000201
HOM设置中的不完善以及g(2)(0)的有限值影响了测量的Vraw。这些不完善的地方可以被考虑，以确定源产生的两个单光子状态的真正重叠V。如果P2是用一个激光脉冲产生两个光子的概率，P1是产生单个光子的概率，P0是产生真空状态的概率，那么在P2＜＜P1＜＜P0和双光子脉冲中的两个光子可以区分的假设下，V可以从Vraw计算出来。原则上，在P2＜＜P1但P1≥P0的情况下，会出现进一步的修正，正如在实验的输出纤维处实现的那样。(当双光子和单光子脉冲相继产生时，会产生额外的HOM信号。)然而在实践中，HOM设置的吞吐量很低，因此假设P2＜＜P1＜＜P0在HOM测量中得到合理的满足。结果是
Figure BDA0004113604920000202
其中T和R是光纤分束器的传输和反射系数，并且(1-ε)是干涉仪的经典可见度。进一步假设R和T都接近50％，
Figure BDA0004113604920000203
我们表征了光学装置，并提取了R＝0.495，T＝0.505和(1-ε)＝0.995±0.0025。由于分束器中的不平衡引起的校正可以忽略不计，因为分束比接近0.5:0.5，使得对校正的主要贡献来自干涉仪的有限可见性和源的小但有限的g(2)(0)。图8的面板B示出了原始和校正后的HOM可见度与干涉仪延迟的关系。Vraw上的误差条表示由检测器的射击噪声引起的误差。V的误差条还包括干涉仪确切可见度的不确定性和g(2)(0)的不确定性。在误差范围内，V对干扰光子之间的时间延迟不敏感，表明源的一致时间明显长于1.5μs。
根据本发明的单光子源在时间上非常稳定。单光子通量的噪声在一小时的时间尺度上受到射孔噪声的限制(参见图9的面板A)，在多小时的时间尺度上仅略有增加(参见图9的面板B)。微腔的可调谐性使人们能够使多个量子点逐一与同一微腔模式发生谐振。对六个量子点5，表示为QD1至QD6，进行了详细研究。所有六个的单光子纯度、端到端效率(参见图9的面板C)和一致性(参见图9的面板D)的值基本相同。
端到端效率Σ，这里是53％到57％(QD1到QD6)，是各因子的乘积，∑＝π·βH·κtop/(γ+κtotal)·ηoptics其中π是用激光脉冲激发时产生光子的概率；ηoptics表示整个光学系统的吞吐量(从微腔到最终输出光纤的输出)。βH和κtop/(γ+κtotal)在实验中都是精确确定的，分别为86％和96％。βH与基于光偶极矩和微腔几何形状的理论预期相符(见上文)。
实验结果可以用理论模型来描述，特别是用于确定所述概率π，该模型基于与驱动场和谐振腔模式相互作用的两级系统(TLS)的Hamiltonian函数，其中H型极化模式由以下公式给出：
Figure BDA0004113604920000211
其中
Figure BDA0004113604920000212
是TLS的激发态和基态之间的能量差，g是腔体和TLS之间的耦合常数，Ω±(t)是驱动场的正负频率分量，而
Figure BDA0004113604920000213
是H型极化腔体模式的湮灭算子。在这项工作中，TLS与H型极化空腔模式发生谐振，但光脉冲通过红色去谐的V型极化空腔模式进入空腔。光脉冲(频率ωL)相对于H型极化空腔模式蓝色去谐(通过频率ΔL)，ΔL＝ωL-ω0。(这个方案在图1C中示出。)因此，TLS不是由裸光脉冲驱动，而是由非共振V型极化腔模式修正的脉冲驱动。Ω±(t)可以通过将光脉冲与空腔的脉冲响应函数进行卷积计算，即e(-κt/2)cos(ωct)，保留正(负)频率成分。(ωc是空腔的角频率，这里是V型极化空腔模式的角频率。)我们用Lindblad算子
Figure BDA0004113604920000214
引入空腔模式的泄漏，其中κ是空腔模式的衰减率。声子诱导的消隐是用
Figure BDA0004113604920000215
建模的，其中T是声子浴的温度，而A是描述声子和激子之间相互作用的参数。最后，光子发射概率计算为
Figure BDA0004113604920000216
我们使用Python软件包Qutip来建立和解决基于上述Hamiltonian函数的运动方程。图10的面板A示出了作为激光频率和激励功率的函数的光子发射概率。在这些模拟中，激励腔距离TLS共振-50GHz，对应于微腔(QD1)的模式分化，脉冲宽度为tp＝5.2ps(定义为激光强度的半最大值全宽)。光子发射概率示出Rabi式的振荡，正如所期望的，来自被驱动的TLS。然而，从图中可以看出，TLS的完全反转发生在激发激光与TLS谐振的蓝色去谐时，与教科书中在严格的谐振条件下获得最大反转的情况相反。关键点是，不完整的Rabi振荡并不意味着TLS的不完整反转。相反，通过选择激光脉冲的最佳去谐，光子发射概率达到接近1的数值(参见图10的面板B)。我们用以下参数集对实验结果进行建模。ΔL/(2π)＝32GHz，tp＝5.2ps，以及A＝32fs/K。这些参数与根据测量的光谱宽度和实验中发现的失谐ΔL/(2π)＝32GHz的预期脉宽很匹配。有了这些参数，该模型表明可以对TLS进行近乎完全的反转。如图10的面板B所示，计算出的光子发射概率在第一个Rabi峰上为96.3％。激励引起的去相对于描述随后的Rabi峰很重要，但仅导致第一个Rabi峰的小幅下降。
上述计算非常成功地描述了Rabi振荡(参见图4的面板C)，因此可以推断，在峰值信号时，π＝96.3％。剩下的因子，ηoptics(68％)，占光学元件的吞吐量损失、单光子耦合到单模光纤的损失、以及缺乏抗反射涂层的三个表面(顶镜的上表面，两个光纤面)的反射损失。这一分析的结论是，对损失的主要贡献在于ηoptics，即在经典光学。这些损失是可以补救的。。量子效应、与微腔真空模式的耦合以及通过非谐振微腔模式反转两级系统的方案，都在良好的控制之下。
基于这一分析，单个端到端效率为80％的单光子源是可以实现的。另一广泛的应用领域是利用被困空穴的自旋。通过在微腔装置中实施自旋操纵，例如通过横向激励(“原子”驱动)，高效和快速创建自旋-光子纠缠对将成为可能，同时也是多光子集群状态。
图11示出了使用横向激励方案的单光子源1的实施例。特别是，使用横向激励方案可以消除模式分化，并且通过去除显微镜7中不必要的光学元件，使光学传输率接近100％是可行的(参见图6)。采用本文所述的微腔2，就可以将总体效率提高到约87％。
在图11所示的实施例中，半导体异质结构4支持近表面光学模式，该模式在横向传播，即垂直于微腔轴或光轴z。这允许通过将光耦合到这个横向模式来激励各个量子点5，以实现所谓的“原子驱动”。为此，光纤10横向放置在半导体异质结构4附近，使得光纤10中的一些光耦合到半导体异质结构4中的横向传播模式。特别是，光纤10包括沿纵向轴线A延伸的终端段10a，该轴线相对于微腔轴或光轴z而言是正交的。终端段10a布置为：光纤10的终端段10a的面侧10b，激光L通过该面侧10b离开光纤10的终端段10a，面对半导体异质结构4的表面4a的边缘，以将光L耦合到微腔2中。
更进一步，图12示出了对图11所示实施例的修改，其中包括脊12的波导12集成到半导体异质结构4的表面4a。波导11防止激光L在横向平面上扩展。特别是，脊12与光纤10的终端段10a的纵轴A对齐，并且光纤10的终端段10a的面侧10b在纵轴A的方向上面向脊12。更进一步，弯曲的第一镜3安置在波导11的脊12上。
图13示出了对图11所示实施例的另一种修改，其中光纤10定位为靠近蚀刻在半导体异质结构4表面4a的衍射光栅13。在此，光纤10的终端段10a/纵轴A垂直于表面4a布置，光栅13将光衍射到横向，即沿着表面4a。
如图14所示，在如图12所示使用波导11的情况下，可以在波导11的脊12中形成光栅13，并且光纤10可以布置成，使得光纤10的终端段10a的面侧10b，激光L通过该面侧10b离开光纤10，面对光栅13。在此，纵轴相对于脊12的表面是正交的，第一镜3布置在其上(即纵轴平行于微腔轴或光轴z延伸)。
一般而言，用于将激光L横向耦合到微腔2的装置不需要集成到半导体异质结构4中，但也可以由单独的外部耦合单元14形成，如图15所示。这样的外部耦合单元15可以使用上述的设计集成到半导体异质结构中。作为示例，图15示出了这样的外部耦合单元14，包括包含脊12的(例如图案化的)波导11和布置在波导11的脊12上的衍射光栅13，以横向方式将光耦合到微腔2中。特别是，外部耦合单元14可以由二氧化硅或氮化硅构成，并且可以配置为将光从垂直于半导体异质结构/外部耦合单元14表面4a的、具有终端段10a的光纤10耦合到，首先，波导11，然后，半导体异质结构4。
更进一步，图16示出了对图11所示的单光子源1的进一步修改，其中与图11相反，单光子源1包括锥形光纤10，其中锥形光纤10允许通过包括光学模式的光纤10传输电磁场E，并且其中光纤10包括直径减小的锥形区域10c，其允许远离光纤核心的具有延伸长度的倏逝电磁波。锥形光纤10优选平行于半导体异质结构4的表面4a布置，以使耦合到所述光学模式的倏逝场E受限于半导体异质结构4的表面4a。
图17示出了图16所示实施例的另一个变体，其中这里光纤10的锥形区域10c包括回路，允许光纤10更接近半导体异质结构4的表面4a，以便将光L耦合到仅限于半导体异质结构4的表面4a的所述光学模式。
图18示出了图16所示实施例的另一个变体，其中这里光纤10的锥形区域10c包括凹陷，允许光纤10更接近半导体异质结构4的表面4a，以便将光L耦合到仅限于半导体异质结构4表面4a的所述光学模式。
参考文献
Figure BDA0004113604920000231
Figure BDA0004113604920000241

Claims (40)

1.一种单光子源(1)，包括：
-布置在凹形第一镜(3)和形成平面第二镜(40)的半导体异质结构(4)之间的微腔(2)，其中所述微腔(2)支撑光学模式，
-嵌入所述半导体异质结构(4)中的量子点(5)，并面向所述第一镜(3)，以及
-激光光源(6)，配置为提供激光以激励所述量子点(5)发射单光子(P)离开所述微腔(2)。
2.根据权利要求1所述的单光子源，其中所述微腔(2)包括具有第一光频的第一光学模式(H)和具有不同的第二光频的第二光学模式(V)，其中激光(L)的光谱比所述第一和第二光频之间的绝对差值更宽。
3.根据权利要求2所述的单光子源，其中所述单光子源(1)可调谐以使所述量子点(5)与所述第一光学模式(H)或所述第二光学模式(V)产生谐振。
4.根据权利要求2或3所述的单光子源，其中激光(L)相对于所述第一和第二光学模式(H、V)去谐。
5.根据权利要求2-4任一项所述的单光子源，其中所述第一光学模式(H)的光频大于所述第二光学模式(V)的光频。
6.根据权利要求2-5任一项所述的单光子源，其中所述单光子源(1)可调谐以使所述量子点(5)与所述第一光学模式(H)产生谐振，其中激光(L)相对于所述第一和第二光学模式(H、V)为蓝色去谐，使得激光(L)的光谱尾部(tL)和所述第二光学模式(V)的光谱尾部(tV)在所述第一光学模式(H)的光频上重叠；或其中所述单光子源(1)是可调谐的，以使所述量子点(5)与所述第二光学模式(V)产生谐振，其中激光(L)相对于所述第一和第二光学模式(H、V)是红色去谐的，以便激光(L)的光谱尾部和所述第一光学模式(H)的光谱尾部在所述第二光学模式(V)的光频上重叠。
7.根据权利要求2-6任一项所述的单光子源，其中所述第一和第二光学模式(H、V)各自包括线性极化，其中这两个线性极化彼此正交。
8.根据前述权利要求任一项所述的单光子源，其中为了将激光(L)耦合到所述微腔(2)中并将发射的单光子从所述微腔(2)中耦合出来，所述单光子源(1)包括显微镜(7)，特别是暗场显微镜。
9.根据权利要求8所述的单光子源，其中所述显微镜(7)包括半波板(70)，用于使通过所述第一镜(3)入射到所述微腔(2)的激光(L)的偏振轴与所述第二光学模式(V)的极化对准。
10.根据权利要求1所述的单光子源，其中所述半导体异质结构(4)包括在所述单光子源(1)的光轴(z)方向上面对所述第一镜(3)的表面(4a)，其中光学模式是仅限于所述半导体异质结构(4)表面(4a)的光学模式，其中所述激光光源(6)配置为通过仅限于所述半导体异质结构(4)表面(4a)的所述光学模式横向地激励所述量子点(5)。
11.根据前述权利要求任一项所述的单光子源，其中所述激光光源(6)配置为以连续的激光光脉冲，特别是π脉冲的形式提供激光(L)。
12.根据前述权利要求任一项所述的单光子源，其中所述单光子源(1)配置为在用激光π脉冲形式的激光(L)激励时，产生按需一致单光子的概率至少为50％，特别是至少57％。
13.根据前述权利要求任一项所述的单光子源，其中所述凹形第一镜面(3)包括衬底(30)，其包括形成在所述衬底(30)的表面(30a)上的凹形凹部(31)，所述衬底(30a)的表面面向所述半导体异质结构(4)。
14.根据权利要求13所述的单光子源，其中所述凹部(31)包括在0.08μm至8μm范围内的矢状高度(s)，优选在0.5μm至2μm范围内，和/或其中所述凹部(31)包括在1.2μm至70μm范围内的曲率半径(R)，优选在5μm至20之间。
15.根据前述权利要求任一项所述的单光子源，其中所述半导体异质结构(4)包括二极管(41)，所述量子点(5)嵌入其中，并且其中所述二极管(41)布置在由分布式布拉格反射器形成的所述第二镜(40)上。
16.根据前述权利要求任一项所述的单光子源，其中为了调谐所述单光子源(1)以使所述量子点(5)与以下之一产生谐振：光学模式、所述第一光学模式(H)、所述第二光学模式(H)，所述单光子源(1)包括定位装置(9)，配置为相对于所述第一镜(3)移动所述半导体异质结构(4)，以便将所述半导体异质结构(4)以及随之的所述量子点(5)相对于所述第一镜(3)定位。
17.根据权利要求16所述的单光子源，其中所述定位装置(9)配置为沿微腔轴(z)朝向和远离所述第一镜(3)以及沿第一和第二横向方向(x、y)移动所述半导体异质结构(4)，其中所述第一和第二横向方向均与腔轴(z)正交，特别是相互正交。
18.根据前述权利要求任一项所述的单光子源，其中所述第一镜(3)的反射率低于所述第二镜(40)的反射率，使得发射的单光子(P)通过所述第一镜(3)离开所述微腔(2)。
19.根据权利要求18所述的单光子源，其中所述第一镜(3)的反射率和所述第二镜(40)的反射率的选择使得归于所述第一镜(3)的空腔损耗率κtop比归于所述第二镜(40)的空腔损耗率κbottom大至少4倍，优选至少20倍，优选至少100倍，优选至少200倍，优选至少500倍，并且其中总的空腔损耗率κtotal与乘积2·g的偏差小于300％，优选小于100％，优选小于50％，其中g对应于原子-空腔耦合度。
20.根据权利要求10或参照权利要求10的权利要求11-19任一项范围内所述的单光子源，其中所述单光子源(1)包括光纤(10)，其中所述激光光源(6)配置为通过所述光纤(10)向所述半导体异质结构(4)的表面(4a)输送由所述激光光源(6)生成的激光(L)，以通过所述光学模式横向激励所述量子点(5)。
21.根据权利要求20所述的单光子源，其中所述光纤(10)包括沿纵向轴线(A)延伸的终端段(10a)。
22.根据权利要求20或21所述的单光子源，其中所述单光子源(1)包括包含脊(12)的波导(11)。
23.根据权利要求20-22任一项所述的单光子源，其中所述单光子源(1)包括光栅(13)，配置为沿所述半导体异质结构(4)的表面(4a)重新引导激光(L)。
24.根据权利要求22和23所述的单光子源，其中所述光栅(13)形成在所述脊(12)上。
25.根据权利要求23所述的单光子源，其中所述光栅(13)形成于所述半导体异质结构(4)的表面(4a)。
26.根据权利要求20-22任一项所述的单光子源，其中所述纵向轴线(A)平行于所述半导体异质结构(4)的表面(4a)延伸。
27.根据权利要求21和根据权利要求23-25任一项所述的单光子源，其中所述纵向轴线(A)垂直于所述半导体异质结构(4)的表面(4a)延伸，其中所述光纤(10)的终端段(10a)的面侧(10b)面对所述光栅(13)。
28.根据权利要求10和根据权利要求22或参照权利要求22的权利要求23-27任一项所述的单光子源，其中所述脊(12)形成于所述半导体异质结构(4)的表面(4a)。
29.根据权利要求22-24、26、27任一项所述的单光子源，其中所述单光子源(1)包括外部耦合单元(14)，其中所述光栅(13)和/或所述脊(12)是由相对于所述半导体异质结构(4)横向布置的所述外部耦合单元(14)形成。
30.根据权利要求20-29任一项所述的单光子源，其中所述光纤(10)包括直径减小的锥形区域(10c)，配置成允许激光(L)的倏逝电磁波(10d)离开所述光纤(10)的锥形区域(10c)，以使倏逝电磁波(10d)耦合到仅限于所述半导体异质结构(4)表面(4a)的所述光学模式。
31.根据权利要求30所述的单光子源，其中所述光纤(10)的所述锥形区域(10c)平行于所述半导体异质结构(4)的表面(4a)延伸。
32.根据权利要求30的单光子源，其中所述锥形区域(10c)形成回路或凹陷。
33.根据前述权利要求任一项所述的单光子源，其中所述半导体异质结构(4)包括面向所述第一镜(3)的表面(4a)，其中所述表面(4a)至少部分由所述半导体异质结构(4)的钝化层(409)形成，钝化层(409)优选包括Al2O3或由Al2O3形成。
34.一种产生单光子的方法，其中所述方法包括以下步骤：
-激励嵌入半导体异质结构(4)中的量子点(5)，通过将光耦合到形成在所述半导体异质结构(4)和凹形第一镜(3)之间的微腔(2)中来发射单光子，其中所述半导体异质结构(4)包括平面的第二镜(40)。
35.根据权利要求34所述的方法，其中光沿着垂直于所述平面第二镜(40)的光轴(z)耦合到所述微腔(2)中，其中所述微腔(2)包括具有第一光频的第一光学模式(H)和具有不同的第二光频的第二光学模式(V)，其中激光(L)的光谱比所述第一和第二光频之间的绝对差值更宽，其中单光子源(1)调谐为使所述量子点(5)与所述第一光学模式(H)或所述第二光学模式(V)发生谐振，其中激光(L)相对于所述第一和第二光学模式(H、V)去谐。
36.根据权利要求35所述的方法，其中所述第一光学模式(H)的光频大于所述第二光学模式(V)的光频。
37.根据权利要求35或36所述的方法，其中所述单光子源(1)调谐为使所述量子点(5)与所述第一光学模式(H)产生谐振，其中激光(L)相对于所述第一和第二光学模式(H、V)为蓝色去谐，使得激光(L)的光谱尾部(tL)和所述第二光学模式(V)的光谱尾部(tV)在所述第一光学模式(H)的光频上重叠；或其中所述单光子源(1)调谐为使所述量子点(5)与所述第二光学模式(V)产生谐振，其中激光(L)相对于所述第一和第二光学模式(H、V)是红色去谐的，以便激光(L)的光谱尾部和所述第一光学模式(H)的光谱尾部在所述第二光学模式(V)的光频上重叠。
38.根据权利要求34所述的方法，其中所述微腔(1)的光学模式用于激励所述量子点(5)，所述光学模式仅限于所述半导体异质结构(4)的表面(4a)以下的区域，其面对所述第一镜(3)，其中光(L)以平行于所述半导体异质结构(4)表面(4a)的方向(A)横向送入所述微腔(2)。
39.根据权利要求34-36任一项所述的方法，其中在激励所述量子点(5)的步骤之前，所述方法进一步包括以下步骤：
-在由所述半导体异质结构(4)所包括的二极管(41)上施加栅极电压，以确定所述量子点(5)的所需电荷状态；
-将第所述二镜(40)沿垂直于所述第二镜(40)的光轴(z)定位，以便使所述微腔(2)的光学模式，特别是所述第一或第二光学模式(H、V)，与所述量子点(5)的光学转换频率产生谐振；
-在垂直于光轴(z)的两个横向方向上定位所述半导体异质结构(4)，以将所述量子点(5)定位在所述微腔的光学模式的反节点。
40.根据权利要求34-39任一项所述的方法，其中，所述方法还包括以下步骤：
-用物镜(71)收集通过所述第一镜(3)逸出的单光子，并将发射的单光子通过透镜(74)耦合到单模光纤(75)中。
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