Méthodes expérimentales de l’optique non linéaire
117
À l’énergie de photon la plus faible (2,077eV), l’absorption du faisceau pompe
correspond à la courbe (a). On constate qu’il n’y a pas de changement d’absorption. Au fur et
à mesure que l’on augmente l’énergie des photons du faisceau pompe, une absorption de plus
en plus grande du rayonnement incident apparalt à des énergies inférieures à la largeur de la
bande interdite. Nous constatons un déplacement spectral du bord d’absorption vers les faibles
énergies si l’énergie des photons de la pompe augmente. Lorsque cette énergie est de 2,104 eV
(courbe (b)), l’effet de déplacement du bord d’absorption vers les faibles énergies (vers le
rouge) est maximal. Si l’on augmente encore l’énergie de photon de la pompe, il y a un retour
vers les hautes énergies jusqu’au bord du régime linéaire. Pour une même valeur du
coefficient d’absorption, nous traçons la différence d’énergie AE entre les bords d’absorption
de l’échantillon excité ou non, en fonction de l’énergie des photons d’excitation. La figure 27
montre ce spectre d’excitation. Nous faisons apparaître une bande centrée vers 2,104 eV avec
une largeur à mi-hauteur de 27 meV (pour une concentration x = 0,87). Lors de la mesure du
spectre d’excitation de la luminescence à la température ambiante et sous forte excitation
lumineuse, nous avons constaté que la luminescence est maximale lorsque l’énergie de photon
du faisceau d’excitation coïncide avec cette bande. Il y a donc une étroite relation entre la
luminescence et l’absorption induite.
Pendant ces mesures, nous avons constaté que les non-linéarités optiques de CdZnTe
sont très fortes (environ vingt fois plus grandes que dans le matériau binaire [38]) et donnent
lieu à une forte focalisation ou défocalisation du faisceau test transmis par l’échantillon. En
conséquence, pour mesurer ces changements et leur dynamique, nous avons ajouté au
laser “test” des miroirs supplémentaires pour constituer une deuxième cavité et travaillé avec
un laser accordable à contre-réaction distribuée. Les deux sources ont une durée d’impulsion
de l’ordre de 150 ps avec des fluctuations temporelles de l’ordre de 100 ps, ce qui donne lieu à
une résolution globale d’environ 300ps du système. De plus, nous avons remplacé le
spectrographe de la figure 15 par une simple caméra à réseaux de diodes (analyseur
multicanaux optiques) qui mesure le profil spatial du faisceau transmis par l’échantillon avec
ou sans excitation par laser. Grâce à des diaphragmes, la distribution spatiale de l’intensité
incidente peut être modifiée de façon à la rendre proche d’une forme gaussienne dans le plan
de la lentille. Dans ce cas, l’amplitude du champ au point de focalisation sur l’échantillon est
également de forme gaussienne. Si le faisceau pompe est de forme spatiale gaussienne, nous
obtenons, grâce à la caméra, la répartition spatiale de son intensité de la forme suivante :
2
-_
I = I,, e wi
(37)
Le faisceau pompe induit dans le matériau une variation d’indice complexe de forme
gaussienne :
n
2
n = n o + L I
où no est l’indice linéaire et n2 l’indice non linéaire. C’est le paramètre que nous essayons de
caractériser. Nous l’écrivons sous la forme :
n2 = n’,+i n’I2
(39)
nI2 est lié essentiellement à l’indice de réfraction et n’l2 est proportionnel à l’absorption.
Le trajet optique dans l’échantillon est dans ce cas (no + An)d. Le faisceau test sonde une
variation d’indice An. Le diamètre du faisceau test est quatre ou cinq fois plus petit que celui
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À l’énergie de photon la plus faible (2,077eV), l’absorption du faisceau pompe
correspond à la courbe (a). On constate qu’il n’y a pas de changement d’absorption. Au fur et
à mesure que l’on augmente l’énergie des photons du faisceau pompe, une absorption de plus
en plus grande du rayonnement incident apparalt à des énergies inférieures à la largeur de la
bande interdite. Nous constatons un déplacement spectral du bord d’absorption vers les faibles
énergies si l’énergie des photons de la pompe augmente. Lorsque cette énergie est de 2,104 eV
(courbe (b)), l’effet de déplacement du bord d’absorption vers les faibles énergies (vers le
rouge) est maximal. Si l’on augmente encore l’énergie de photon de la pompe, il y a un retour
vers les hautes énergies jusqu’au bord du régime linéaire. Pour une même valeur du
coefficient d’absorption, nous traçons la différence d’énergie AE entre les bords d’absorption
de l’échantillon excité ou non, en fonction de l’énergie des photons d’excitation. La figure 27
montre ce spectre d’excitation. Nous faisons apparaître une bande centrée vers 2,104 eV avec
une largeur à mi-hauteur de 27 meV (pour une concentration x = 0,87). Lors de la mesure du
spectre d’excitation de la luminescence à la température ambiante et sous forte excitation
lumineuse, nous avons constaté que la luminescence est maximale lorsque l’énergie de photon
du faisceau d’excitation coïncide avec cette bande. Il y a donc une étroite relation entre la
luminescence et l’absorption induite.
Pendant ces mesures, nous avons constaté que les non-linéarités optiques de CdZnTe
sont très fortes (environ vingt fois plus grandes que dans le matériau binaire [38]) et donnent
lieu à une forte focalisation ou défocalisation du faisceau test transmis par l’échantillon. En
conséquence, pour mesurer ces changements et leur dynamique, nous avons ajouté au
laser “test” des miroirs supplémentaires pour constituer une deuxième cavité et travaillé avec
un laser accordable à contre-réaction distribuée. Les deux sources ont une durée d’impulsion
de l’ordre de 150 ps avec des fluctuations temporelles de l’ordre de 100 ps, ce qui donne lieu à
une résolution globale d’environ 300ps du système. De plus, nous avons remplacé le
spectrographe de la figure 15 par une simple caméra à réseaux de diodes (analyseur
multicanaux optiques) qui mesure le profil spatial du faisceau transmis par l’échantillon avec
ou sans excitation par laser. Grâce à des diaphragmes, la distribution spatiale de l’intensité
incidente peut être modifiée de façon à la rendre proche d’une forme gaussienne dans le plan
de la lentille. Dans ce cas, l’amplitude du champ au point de focalisation sur l’échantillon est
également de forme gaussienne. Si le faisceau pompe est de forme spatiale gaussienne, nous
obtenons, grâce à la caméra, la répartition spatiale de son intensité de la forme suivante :
2
-_
I = I,, e wi
(37)
Le faisceau pompe induit dans le matériau une variation d’indice complexe de forme
gaussienne :
n
2
n = n o + L I
où no est l’indice linéaire et n2 l’indice non linéaire. C’est le paramètre que nous essayons de
caractériser. Nous l’écrivons sous la forme :
n2 = n’,+i n’I2
(39)
nI2 est lié essentiellement à l’indice de réfraction et n’l2 est proportionnel à l’absorption.
Le trajet optique dans l’échantillon est dans ce cas (no + An)d. Le faisceau test sonde une
variation d’indice An. Le diamètre du faisceau test est quatre ou cinq fois plus petit que celui