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B. Honerlage
Wij est proportionnel à la probabilité de transition et n, et ni donnent les probabilités que les
niveaux j et i sont occupés. Ceci est un résultat de la mécanique quantique et signifie que si la
transition j + i (absorption) est possible, i + j (émission) est aussi possible et la probabilité
qu’une transition a lieu doit être proportionnelle à la probabilité que l’état initial est occupé.
En conséquence, si n,
(avec %= O) est occupé (ng = 1 pour T = O) et tous les ni = O. Dans ce cas l’équation (52) se
réduit à l’équation (21).
Considérons l’exemple où un laser excite en résonance des biexcitons. Dans ce cas, on a
à faire à un système à trois niveaux, l’état fondamental (g), l’exciton (i) et le biexciton (i).
Parce que les biexcitons sont excités en résonance, ni > n, et ((nj - n , ) e t a i ) < O . Si nous
écrivons l’absorption totale sous la forme
où 12 représente des pertes supplémentaires non résonantes, et a = - G peut devenir < O. Dans
ce cas, d’après la loi de Beer-Lambert, l’intensité transmise It par un échantillon de longueur L
est donnée par
I , = I , e-&
où est l’intensité incidente. It augmente donc d’une manière exponentielle et nous obtenons
une amplification optique [47, 571. L‘amplification optique peut par exemple être observée
dans des mesures de luminescence ou de diffusion Hyper Raman en transmission.
Une autre configuration [58] a été développée par Shaklee (encadré dans la figure 39) :
l’excitation à longueur de ligne variable (variable stripe length). Dans ce cas, dans la partie
centrale homogène d’un faisceau, une partie rectangulaire est sélectionnée par deux fentes.
Une lentille cylindrique focalise le faisceau sous forme d’un trait de typiquement
30 pm x 2000 pm sur le bord de l’échantillon. Un masque mobile permet de faire varier la
longueur L du trait. Pendant l’excitation, si l’émission spontanée se propage dans la direction
longue z du trait, elle est amplifiée. Comme le montre la figure 39, son intensité dépend de
l’intensité d’excitation.
L’équation différentielle pour l’intensité I d’émission est donnée par
dI
dz
- Z I G + I ,
où Isp est l’intensité spontanée par unité de longueur. L‘équation (54) a comme solution
(54)
eeL -1
Z(L) = I , -
G
(55)
B. Honerlage
Wij est proportionnel à la probabilité de transition et n, et ni donnent les probabilités que les
niveaux j et i sont occupés. Ceci est un résultat de la mécanique quantique et signifie que si la
transition j + i (absorption) est possible, i + j (émission) est aussi possible et la probabilité
qu’une transition a lieu doit être proportionnelle à la probabilité que l’état initial est occupé.
En conséquence, si n,
(avec %= O) est occupé (ng = 1 pour T = O) et tous les ni = O. Dans ce cas l’équation (52) se
réduit à l’équation (21).
Considérons l’exemple où un laser excite en résonance des biexcitons. Dans ce cas, on a
à faire à un système à trois niveaux, l’état fondamental (g), l’exciton (i) et le biexciton (i).
Parce que les biexcitons sont excités en résonance, ni > n, et ((nj - n , ) e t a i ) < O . Si nous
écrivons l’absorption totale sous la forme
où 12 représente des pertes supplémentaires non résonantes, et a = - G peut devenir < O. Dans
ce cas, d’après la loi de Beer-Lambert, l’intensité transmise It par un échantillon de longueur L
est donnée par
I , = I , e-&
où est l’intensité incidente. It augmente donc d’une manière exponentielle et nous obtenons
une amplification optique [47, 571. L‘amplification optique peut par exemple être observée
dans des mesures de luminescence ou de diffusion Hyper Raman en transmission.
Une autre configuration [58] a été développée par Shaklee (encadré dans la figure 39) :
l’excitation à longueur de ligne variable (variable stripe length). Dans ce cas, dans la partie
centrale homogène d’un faisceau, une partie rectangulaire est sélectionnée par deux fentes.
Une lentille cylindrique focalise le faisceau sous forme d’un trait de typiquement
30 pm x 2000 pm sur le bord de l’échantillon. Un masque mobile permet de faire varier la
longueur L du trait. Pendant l’excitation, si l’émission spontanée se propage dans la direction
longue z du trait, elle est amplifiée. Comme le montre la figure 39, son intensité dépend de
l’intensité d’excitation.
L’équation différentielle pour l’intensité I d’émission est donnée par
dI
dz
- Z I G + I ,
où Isp est l’intensité spontanée par unité de longueur. L‘équation (54) a comme solution
(54)
eeL -1
Z(L) = I , -
G
(55)