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B. Honerlage
d’oscillateur de la transition. Ceci devient possible, par contre [7], par une spectroscopie à 3
photons : à partir de 2 photons d’énergie et de moments différents, on excite (virtuellement)
un troisième état qui possède le vecteur d’onde et la fréquence de différence des deux
polaritons mélangés. Ce mode non propagatoire se couple avec un troisième polariton et ainsi
on peut exciter un polariton sur la branche inférieure (b.i.p.) Ce processus est non résonant et
relativement faible. Il est devenu possible parce que les lois de conservation d’énergie et du
vecteur d’onde
E, =CE, et I?, =Cii
I
(33)
ne font intervenir que des quasi-particules initiales et finales sans s’appliquer aux états
intermédiaires dans les processus de génération.
Dans la référence [7], on utilise une cellule Raman de Hz à 40 bars. On génère des
impulsions à l’énergie de photon de A o = 0,64972 eV à partir de l’émission d’un laser à
Nd:Yag (ho = 1,6475eV). L’émission de ce laser, triplé en fréquence, pompe un laser à
colorant, spectralement fin et accordable en fréquence. Sa transmission par l’échantillon est
filtrée par un monochromateur et détectée par un photomultiplicateur. Comme précédemment,
en changeant les angles entre les deux faisceaux et l’énergie de photon du laser à colorant, des
quasi-particules sur les différentes branches peuvent être excitées. Elles ont des énergies et
vecteurs d’ondes précises. Ceci donne lieu à une baisse d’intensité transmise du laser à
colorant. Comme précédemment, en utilisant les équations (30) et (31), l’indice de réfraction
du CuCl pour les différents photons ainsi que leurs angles d’incidence, on peut reconstruire la
dispersion de polariton (Fig. 6). On ajuste après les paramètres de l‘équation (19) ou même
(dans le cas de plusieurs oscillateurs) de l’équation (17) et. on détermine les valeurs des
fréquences propres longitudinales ou transverses.
L E 2
-
2,
3.28k v e c t o r ( i û ’ r n - ’ )
Figure 6 : Dispersion de polaritons dans CuCl [7].
Les méthodes d’absorption discutées demandent des échantillons épais de quelques
millimètres. Hors résonance on peut estimer que le coefficient d’absorption à deux photons a:!
B. Honerlage
d’oscillateur de la transition. Ceci devient possible, par contre [7], par une spectroscopie à 3
photons : à partir de 2 photons d’énergie et de moments différents, on excite (virtuellement)
un troisième état qui possède le vecteur d’onde et la fréquence de différence des deux
polaritons mélangés. Ce mode non propagatoire se couple avec un troisième polariton et ainsi
on peut exciter un polariton sur la branche inférieure (b.i.p.) Ce processus est non résonant et
relativement faible. Il est devenu possible parce que les lois de conservation d’énergie et du
vecteur d’onde
E, =CE, et I?, =Cii
I
(33)
ne font intervenir que des quasi-particules initiales et finales sans s’appliquer aux états
intermédiaires dans les processus de génération.
Dans la référence [7], on utilise une cellule Raman de Hz à 40 bars. On génère des
impulsions à l’énergie de photon de A o = 0,64972 eV à partir de l’émission d’un laser à
Nd:Yag (ho = 1,6475eV). L’émission de ce laser, triplé en fréquence, pompe un laser à
colorant, spectralement fin et accordable en fréquence. Sa transmission par l’échantillon est
filtrée par un monochromateur et détectée par un photomultiplicateur. Comme précédemment,
en changeant les angles entre les deux faisceaux et l’énergie de photon du laser à colorant, des
quasi-particules sur les différentes branches peuvent être excitées. Elles ont des énergies et
vecteurs d’ondes précises. Ceci donne lieu à une baisse d’intensité transmise du laser à
colorant. Comme précédemment, en utilisant les équations (30) et (31), l’indice de réfraction
du CuCl pour les différents photons ainsi que leurs angles d’incidence, on peut reconstruire la
dispersion de polariton (Fig. 6). On ajuste après les paramètres de l‘équation (19) ou même
(dans le cas de plusieurs oscillateurs) de l’équation (17) et. on détermine les valeurs des
fréquences propres longitudinales ou transverses.
L E 2
-
2,
3.28k v e c t o r ( i û ’ r n - ’ )
Figure 6 : Dispersion de polaritons dans CuCl [7].
Les méthodes d’absorption discutées demandent des échantillons épais de quelques
millimètres. Hors résonance on peut estimer que le coefficient d’absorption à deux photons a:!