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B. Honerlage
d‘échange analytique. À a f O , les états sont mélangés par des interactions qui dépendent de
e et peuvent devenir tous partiellement dipolactifs. Les règles de sélection ont été établies et
les différentes transitions attribuées. Les mesures ont ainsi été effectuées pour différentes
configurations E171 et les résultats ont été utilisés pour établir la dispersion de polariton de
CuBr (figure 14).
2.975
i A
”1
295
2.940
Figure 14 : Dispersion de polaritons de CuBr pour les représentations irréductibles ,
& et &.
2.3 Biexcitons et absorption à deux photons
Comme nous l’avons souligné précédemment, la présence de résonances augmente la
probabilité de transition dans un processus à plusieurs photons. Dans le cas de la diffusion
hyper-Raman dans CuBr et CuCl ce ne sont pas seulement des excitons dipolactifs qui jouent
le rôle des états intermédiaires presque résonants, mais il existe d’autres états intermédiaires :
les biexcitons. Deux excitons peuvent se coupler et donner lieu à un état lié : le biexciton. Son
état fondamental possède la symétrie ri , et peut être atteint par absorption de deux photons de
même direction de polarisation linéaire[l, 81. On peut donc créer les biexcitons réels avec un
photon d’un laser pompe (d’énergie de photon Ami) spectralement fin et accordable et d’un
continuum qui ici est préparé par l’émission d’un colorant dans un solvant. Notre montage est
montré sur la figure 15. Il est similaire à celui de Staginnus sauf que les deux cuves à colorant
sont pompées optiquement par le même laser impulsionnel. La figure 16 montre un spectre de
transmission de CuCl sans (en pointillé) et avec excitation par le laser (trait plein) dont la
diffusion Rayleigh est aussi détectée par le spectrographe. On observe que le spectre est
modifié par l’excitation et notamment deux raies d’absorption notées IA et TPA apparaissent.
Le maximum de la TPA se déplace quand on change l’énergie de photon du laser Ami. Si on
trace la position du dip TPA (Am,) en fonction de fiml , on obtient une droite. La pente de la
droite est de - 1, indiquant que la somme des deux énergies de photon est une constante :
Am, + fimi = 6,372 eV
B. Honerlage
d‘échange analytique. À a f O , les états sont mélangés par des interactions qui dépendent de
e et peuvent devenir tous partiellement dipolactifs. Les règles de sélection ont été établies et
les différentes transitions attribuées. Les mesures ont ainsi été effectuées pour différentes
configurations E171 et les résultats ont été utilisés pour établir la dispersion de polariton de
CuBr (figure 14).
2.975
i A
”1
295
2.940
Figure 14 : Dispersion de polaritons de CuBr pour les représentations irréductibles ,
& et &.
2.3 Biexcitons et absorption à deux photons
Comme nous l’avons souligné précédemment, la présence de résonances augmente la
probabilité de transition dans un processus à plusieurs photons. Dans le cas de la diffusion
hyper-Raman dans CuBr et CuCl ce ne sont pas seulement des excitons dipolactifs qui jouent
le rôle des états intermédiaires presque résonants, mais il existe d’autres états intermédiaires :
les biexcitons. Deux excitons peuvent se coupler et donner lieu à un état lié : le biexciton. Son
état fondamental possède la symétrie ri , et peut être atteint par absorption de deux photons de
même direction de polarisation linéaire[l, 81. On peut donc créer les biexcitons réels avec un
photon d’un laser pompe (d’énergie de photon Ami) spectralement fin et accordable et d’un
continuum qui ici est préparé par l’émission d’un colorant dans un solvant. Notre montage est
montré sur la figure 15. Il est similaire à celui de Staginnus sauf que les deux cuves à colorant
sont pompées optiquement par le même laser impulsionnel. La figure 16 montre un spectre de
transmission de CuCl sans (en pointillé) et avec excitation par le laser (trait plein) dont la
diffusion Rayleigh est aussi détectée par le spectrographe. On observe que le spectre est
modifié par l’excitation et notamment deux raies d’absorption notées IA et TPA apparaissent.
Le maximum de la TPA se déplace quand on change l’énergie de photon du laser Ami. Si on
trace la position du dip TPA (Am,) en fonction de fiml , on obtient une droite. La pente de la
droite est de - 1, indiquant que la somme des deux énergies de photon est une constante :
Am, + fimi = 6,372 eV