Méthodes expérimentales de J’optique non linéaire
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À part la recombinaison des biexcitons, d’autres raies apparaissent à forte intensité
d’excitation. Des raies P, par exemple sont dues à des processus de collision exciton-exciton
[47-511. Comme le montre le processus Pz de la figure37, en obéissant aux lois de
conservation d’énergie et de la quantité de mouvement, un b.i.p. de caractère excitonique
change son vecteur d’onde et devient photonique. Un deuxième exciton passe de l’état
fondamental (nombre quantique principal n = 1) à l’état n = 2 de la série de Rydberg de
l’exciton. À plus hautes intensités d’excitation, un processus similaire est observé où l’état
final du deuxième exciton est un état du continuum électron-trou (I’exciton est dissocié),
Cette dernière raie d’émission est habituellement appelée P, . Parce que la forme et position
spectrales de ces raies dépend de la distribution initiale des excitons, iIs changent avec la
température et l’intensité d’excitation.
Un processus similaire est schématisé sur la figure 38 pour la collision exciton-électron
(ou exciton-trou) [52-541. Dans ce cas, la distribution des excitons et des électrons qui sont
créés optiquement intervient. À faible densité d’électrons, le processus donne lieu à une
asymétrie de la raie de recombinaison excitonique qui se déplace vers de faibles énergies de
photon quand on augmente l’intensité.
Lorsque des excitons-polaritons existent, le plasma d’électrons ou de trous est non
dégénéré et ils obéissent à une distribution de Boltzmann. La forme spectrale de ces raies est
comme dans le cas des raies P une forme “ Boltzmann inversée ” mais de largeurs différentes
parce qu’électrons, trous et excitons ont des masses effectives différentes [52,53].
Comme dernière raie de collision qui est souvent observée, je mentionne la raie de
collision exciton piégé-électron (ou trou) [55, 561. Ces raies prennent naissance aux basses
énergies de photon des raies de recombinaison d’un exciton, piégé par un donneur ou
accepteur. Contrairement aux autres processus, ils ne font pas intervenir la conservation de la
quantité de mouvement parce que l’impureté a brisé l’invariance sous translation du système.
Ces raies saturent rapidement à forte intensité d’excitation due à la petite densité des
impuretés.
Kf
4i
lnfensiiy -
electron
excitonic polariton
luminescence
Figure 38 : Schéma de processus de collision exciton-électron.
Les processus de collision font intervenir au moins deux quasi-particules et trois états
différents du système. ûs peuvent donc montrer de l’amplification optique ou du “ gain ”. Ceci
est dû au fait que le coefficient d’absorption a; pour des transitions résonantes entre un
niveau j vers un niveau i est proportionnel à
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À part la recombinaison des biexcitons, d’autres raies apparaissent à forte intensité
d’excitation. Des raies P, par exemple sont dues à des processus de collision exciton-exciton
[47-511. Comme le montre le processus Pz de la figure37, en obéissant aux lois de
conservation d’énergie et de la quantité de mouvement, un b.i.p. de caractère excitonique
change son vecteur d’onde et devient photonique. Un deuxième exciton passe de l’état
fondamental (nombre quantique principal n = 1) à l’état n = 2 de la série de Rydberg de
l’exciton. À plus hautes intensités d’excitation, un processus similaire est observé où l’état
final du deuxième exciton est un état du continuum électron-trou (I’exciton est dissocié),
Cette dernière raie d’émission est habituellement appelée P, . Parce que la forme et position
spectrales de ces raies dépend de la distribution initiale des excitons, iIs changent avec la
température et l’intensité d’excitation.
Un processus similaire est schématisé sur la figure 38 pour la collision exciton-électron
(ou exciton-trou) [52-541. Dans ce cas, la distribution des excitons et des électrons qui sont
créés optiquement intervient. À faible densité d’électrons, le processus donne lieu à une
asymétrie de la raie de recombinaison excitonique qui se déplace vers de faibles énergies de
photon quand on augmente l’intensité.
Lorsque des excitons-polaritons existent, le plasma d’électrons ou de trous est non
dégénéré et ils obéissent à une distribution de Boltzmann. La forme spectrale de ces raies est
comme dans le cas des raies P une forme “ Boltzmann inversée ” mais de largeurs différentes
parce qu’électrons, trous et excitons ont des masses effectives différentes [52,53].
Comme dernière raie de collision qui est souvent observée, je mentionne la raie de
collision exciton piégé-électron (ou trou) [55, 561. Ces raies prennent naissance aux basses
énergies de photon des raies de recombinaison d’un exciton, piégé par un donneur ou
accepteur. Contrairement aux autres processus, ils ne font pas intervenir la conservation de la
quantité de mouvement parce que l’impureté a brisé l’invariance sous translation du système.
Ces raies saturent rapidement à forte intensité d’excitation due à la petite densité des
impuretés.
Kf
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lnfensiiy -
electron
excitonic polariton
luminescence
Figure 38 : Schéma de processus de collision exciton-électron.
Les processus de collision font intervenir au moins deux quasi-particules et trois états
différents du système. ûs peuvent donc montrer de l’amplification optique ou du “ gain ”. Ceci
est dû au fait que le coefficient d’absorption a; pour des transitions résonantes entre un
niveau j vers un niveau i est proportionnel à