Méthodes expérimentales de l’optique non linéaire
99
3.215 e V I
/
--------- - - - - ^ _ _ _ _ _ _ <
L
3.205
O
1
2 x 105 cm-’
WA VE VECTOR
Figure 5b : Dispersion de polaritons dans CuCl[6].
Les deux photons d’énergies El et E2 et de vecteurs d’ondes 8, et E , (dont la valeur et
la direction dans le cristal sont bien connues d’après l’indice de réfraction et l’angle
d’incidence sur la surface) créent la nouvelle quasi-particule en obéissant à la loi de
conservation d’énergie et des moments. Ces quasi-particules sont créées avec le vecteur
d’onde
WI = k , + k ;
(30)
qui correspond à la condition d’accord de phase. De plus, ils ont une énergie de photon
donnée par
E ‘ = E , + E ;
(31)
où “ i ” désigne les différents états finaux de la transition. Si l’on regarde les figures 1 et 2, on
s’aperçoit que selon la configuration géométrique,
(32)
JK 1 5 IKI + IK; I
En utilisant donc deux polaritons sur la branche inférieure, on peut atteindre la branche
supérieure et la branche excitonique longitudinale si les règles de sélection le permettent.
Comme constaté avant, ceci est le cas dans CuCl et on observe (figure5a) deux raies
d’absorption dont la position spectrale de l’une (b.s.p.) change si l’on change, l’angle 8 entre
les faisceaux. L’autre (correspondant à la création d’un exciton longitudinal) est spectralement
fixe, c’est-à-dire que son énergie est indépendante du vecteur k’ . Ceci est typique pour une
branche qui ne montre qu’une faible dispersion spatiale parce que dans ces expériences
1E’I < 3.10’ cm-‘ .
À partir des équations (30) et (31), la dispersion des polaritons (linéaires) peut être
reconstruite. Le résultat est montré sur la figure 5 b.
Les équations (30) à (32) impliquent que, par absorption à deux photons, la branche
inférieure de polariton ayant une courbure concave ne peut pas être atteinte et, en
conséquence, on ne peut pas déterminer la séparation A ( o L - ~ ) qui détermine la force
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2 x 105 cm-’
WA VE VECTOR
Figure 5b : Dispersion de polaritons dans CuCl[6].
Les deux photons d’énergies El et E2 et de vecteurs d’ondes 8, et E , (dont la valeur et
la direction dans le cristal sont bien connues d’après l’indice de réfraction et l’angle
d’incidence sur la surface) créent la nouvelle quasi-particule en obéissant à la loi de
conservation d’énergie et des moments. Ces quasi-particules sont créées avec le vecteur
d’onde
WI = k , + k ;
(30)
qui correspond à la condition d’accord de phase. De plus, ils ont une énergie de photon
donnée par
E ‘ = E , + E ;
(31)
où “ i ” désigne les différents états finaux de la transition. Si l’on regarde les figures 1 et 2, on
s’aperçoit que selon la configuration géométrique,
(32)
JK 1 5 IKI + IK; I
En utilisant donc deux polaritons sur la branche inférieure, on peut atteindre la branche
supérieure et la branche excitonique longitudinale si les règles de sélection le permettent.
Comme constaté avant, ceci est le cas dans CuCl et on observe (figure5a) deux raies
d’absorption dont la position spectrale de l’une (b.s.p.) change si l’on change, l’angle 8 entre
les faisceaux. L’autre (correspondant à la création d’un exciton longitudinal) est spectralement
fixe, c’est-à-dire que son énergie est indépendante du vecteur k’ . Ceci est typique pour une
branche qui ne montre qu’une faible dispersion spatiale parce que dans ces expériences
1E’I < 3.10’ cm-‘ .
À partir des équations (30) et (31), la dispersion des polaritons (linéaires) peut être
reconstruite. Le résultat est montré sur la figure 5 b.
Les équations (30) à (32) impliquent que, par absorption à deux photons, la branche
inférieure de polariton ayant une courbure concave ne peut pas être atteinte et, en
conséquence, on ne peut pas déterminer la séparation A ( o L - ~ ) qui détermine la force