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B. Honerlage
Le comportement temporel du signal généré peut être interprété de la manière suivante :
-Pour A < < , le signal généré par la recombinaison induite du biexciton suit le
recouvrement instantané des impulsions pompe et test. I1 en résulte approximativement
une droite donnée par l’équation : ‘t M = 0,3 A (trait plein).
Le signal dû à la diffraction de l’impulsion pompe par le réseau suit l’équation
z M = 0,25 A , comme le montre la ligne en tirets.
Les points expérimentaux se trouvent distribués entre les deux droites. Nous ne pouvons
donc pas conclure au sujet de la prépondérance de l’un ou de l’autre des deux processus à
partir de ces mesures.
-Pour A > O par contre, les positions calculées pour les deux processus sont bien
séparées, étant donné que pour la recombinaison induite des biexcitons, TM suit
asymptotiquement la ligne droite obéissant à l’équation ZM = A .
Ce changement de pente s’explique de la façon suivante : tandis que, pour A
A > O, il est dû à la recombinaison induite des états biexcitoniques cohérents. Ceux-ci, créés
par la pompe, conservent leur vecteur d’onde de création, jusqu’à ce que leur recombinaison
soit induite par l’impulsion test. Comme on le voit sur la figure 46, les points expérimentaux
suivent la droite de pente 1, à partir de A = 15ps, ce changement ayant lieu plus tôt pour les
intensités d’excitation plus fortes.
Les figures 47 a h montrent la trace de corrélation du signal généré [47]. Elle est obtenue
en calculant, pour chaque retard A , l’intensité intégrée en temps du signal généré. Elles sont
obtenues sous excitation résonante (Am = 3,186eV), à des intensités d’excitation différentes.
Pour A > 15 ps, d’après la discussion précédente, nous nous attendons à ce que l’intensité du
signal soit due uniquement à la recombinaison induite des biexcitons. Elle doit décroître
exponentiellement avec une constante de temps 7 3 pour les biexcitons. L’asymétrie en A est
d’autant plus prononcée que l’intensité d’excitation décroît. L’ajustement, dans cette région de
A , de la courbe calculée (ligne en pointillé) avec les points expérimentaux (croix) permet
d’obtenir la valeur de la constante de temps z3.
On constate que 7 3 varie de 12 ps à 27 ps lorsque l’intensité d’excitation diminue. On
vérifie que la décroissance est d’autant plus rapide que l’intensité d’excitation est plus forte,
c’est-à-dire que la densité de population et les probabilités de collision augmentent,
provoquant la perte du vecteur d’onde de création.
Comme indiquée par la ligne en tiret, la partie montante de la trace de,corrélation est
surtout due à la contribution de la diffraction de la pompe sur le réseau transitoire. Cette
courbe est légèrement asymétrique, son maximum étant situé à A = - 4ps. L’asymétrie est due
à des effets de saturation durant l’excitation : le maximum de la modulation du coefficient
d’absorption a lieu avant le maximum de l’impulsion pompe. La largeur à mi-hauteur est
donnée par la durée de l’impulsion laser.
Les valeurs maxima des deux courbes en tiret et en pointillé sont ajustées de façon que
leur somme (courbe en trait plein) donne une déconvolution des résultats expérimentaux.
Si l’on excite le cristal hors de la résonance biexcitonique, l’asymétrie est différente de
celle observée précédemment. On observe une augmentation lente de l’intensité du signal
suivie d’une décroissance rapide pour A>O, due à la saturation de la susceptibilité
B. Honerlage
Le comportement temporel du signal généré peut être interprété de la manière suivante :
-Pour A < < , le signal généré par la recombinaison induite du biexciton suit le
recouvrement instantané des impulsions pompe et test. I1 en résulte approximativement
une droite donnée par l’équation : ‘t M = 0,3 A (trait plein).
Le signal dû à la diffraction de l’impulsion pompe par le réseau suit l’équation
z M = 0,25 A , comme le montre la ligne en tirets.
Les points expérimentaux se trouvent distribués entre les deux droites. Nous ne pouvons
donc pas conclure au sujet de la prépondérance de l’un ou de l’autre des deux processus à
partir de ces mesures.
-Pour A > O par contre, les positions calculées pour les deux processus sont bien
séparées, étant donné que pour la recombinaison induite des biexcitons, TM suit
asymptotiquement la ligne droite obéissant à l’équation ZM = A .
Ce changement de pente s’explique de la façon suivante : tandis que, pour A
A > O, il est dû à la recombinaison induite des états biexcitoniques cohérents. Ceux-ci, créés
par la pompe, conservent leur vecteur d’onde de création, jusqu’à ce que leur recombinaison
soit induite par l’impulsion test. Comme on le voit sur la figure 46, les points expérimentaux
suivent la droite de pente 1, à partir de A = 15ps, ce changement ayant lieu plus tôt pour les
intensités d’excitation plus fortes.
Les figures 47 a h montrent la trace de corrélation du signal généré [47]. Elle est obtenue
en calculant, pour chaque retard A , l’intensité intégrée en temps du signal généré. Elles sont
obtenues sous excitation résonante (Am = 3,186eV), à des intensités d’excitation différentes.
Pour A > 15 ps, d’après la discussion précédente, nous nous attendons à ce que l’intensité du
signal soit due uniquement à la recombinaison induite des biexcitons. Elle doit décroître
exponentiellement avec une constante de temps 7 3 pour les biexcitons. L’asymétrie en A est
d’autant plus prononcée que l’intensité d’excitation décroît. L’ajustement, dans cette région de
A , de la courbe calculée (ligne en pointillé) avec les points expérimentaux (croix) permet
d’obtenir la valeur de la constante de temps z3.
On constate que 7 3 varie de 12 ps à 27 ps lorsque l’intensité d’excitation diminue. On
vérifie que la décroissance est d’autant plus rapide que l’intensité d’excitation est plus forte,
c’est-à-dire que la densité de population et les probabilités de collision augmentent,
provoquant la perte du vecteur d’onde de création.
Comme indiquée par la ligne en tiret, la partie montante de la trace de,corrélation est
surtout due à la contribution de la diffraction de la pompe sur le réseau transitoire. Cette
courbe est légèrement asymétrique, son maximum étant situé à A = - 4ps. L’asymétrie est due
à des effets de saturation durant l’excitation : le maximum de la modulation du coefficient
d’absorption a lieu avant le maximum de l’impulsion pompe. La largeur à mi-hauteur est
donnée par la durée de l’impulsion laser.
Les valeurs maxima des deux courbes en tiret et en pointillé sont ajustées de façon que
leur somme (courbe en trait plein) donne une déconvolution des résultats expérimentaux.
Si l’on excite le cristal hors de la résonance biexcitonique, l’asymétrie est différente de
celle observée précédemment. On observe une augmentation lente de l’intensité du signal
suivie d’une décroissance rapide pour A>O, due à la saturation de la susceptibilité