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B. Honerlage
conservé. Les biexcitons possèdent une masse effective deux fois plus grande que celle des
excitons. Ils relaxent et se thermalisent en émettant des phonons acoustiques et se
recombinent à nouveau en b.i.p. de caractère excitonique avec un grand vecteur d’onde et une
b.i.p. de caractère photonique et de faible vecteur d’onde. Si l’on compare ce processus avec
celui donnant lieu à la raie d’émission N, on remarque que l’énergie cinétique des biexcitons
initiale est plus grande et leur distribution sur leur courbe de dispersion beaucoup plus large.
Parce que excitons et biexcitons ont des masses effectives différentes, la raie d’émission que
l’on obtient ainsi (nommée “ M ”) est spectralement large. La forme spectrale de cette raie
(forme “ Boltzmann inverse ”) reflète la distribution en énergie des biexcitons et la densité
d’état des bandes. Les recombinaisons radiatives des biexcitons en exciton longitudinal et
b.i.p. de caractère photonique est aussi possible et des raies “ ML ” et ‘‘NL ” sont ainsi
observées. Parce que b.i.p. et excitons longitudinaux (figure 2) ont des énergies différentes, les
énergies de photon des raies NL et N ainsi que des raies ML et M sont séparées de (EL - Eo).
Si l’on excite les excitons en résonance, les raies N n’apparaissent pas parce que tous les
biexcitons sont créés avec une grande énergie cinétique. Normalement, on identifie ces raies à
partir de leur position spectrale si les énergies d’exciton et de biexciton sont connues (par
exemple à partir des études d’absorption à deux photons et de Hyper-Raman dans le cas de
CuCl). Leur intensité varie quadratiquement avec l’intensité d’excitation avant de montrer
généralement une saturation. Leur spectre d’excitation montre des résonances sur l’énergie
d’exciton Eo et sur EB,/~.
energy
t
wave vector k
Figure 37 : Schéma de processus de collision exciton-exciton.
B. Honerlage
conservé. Les biexcitons possèdent une masse effective deux fois plus grande que celle des
excitons. Ils relaxent et se thermalisent en émettant des phonons acoustiques et se
recombinent à nouveau en b.i.p. de caractère excitonique avec un grand vecteur d’onde et une
b.i.p. de caractère photonique et de faible vecteur d’onde. Si l’on compare ce processus avec
celui donnant lieu à la raie d’émission N, on remarque que l’énergie cinétique des biexcitons
initiale est plus grande et leur distribution sur leur courbe de dispersion beaucoup plus large.
Parce que excitons et biexcitons ont des masses effectives différentes, la raie d’émission que
l’on obtient ainsi (nommée “ M ”) est spectralement large. La forme spectrale de cette raie
(forme “ Boltzmann inverse ”) reflète la distribution en énergie des biexcitons et la densité
d’état des bandes. Les recombinaisons radiatives des biexcitons en exciton longitudinal et
b.i.p. de caractère photonique est aussi possible et des raies “ ML ” et ‘‘NL ” sont ainsi
observées. Parce que b.i.p. et excitons longitudinaux (figure 2) ont des énergies différentes, les
énergies de photon des raies NL et N ainsi que des raies ML et M sont séparées de (EL - Eo).
Si l’on excite les excitons en résonance, les raies N n’apparaissent pas parce que tous les
biexcitons sont créés avec une grande énergie cinétique. Normalement, on identifie ces raies à
partir de leur position spectrale si les énergies d’exciton et de biexciton sont connues (par
exemple à partir des études d’absorption à deux photons et de Hyper-Raman dans le cas de
CuCl). Leur intensité varie quadratiquement avec l’intensité d’excitation avant de montrer
généralement une saturation. Leur spectre d’excitation montre des résonances sur l’énergie
d’exciton Eo et sur EB,/~.
energy
t
wave vector k
Figure 37 : Schéma de processus de collision exciton-exciton.