Méthodes expérimentales de 1 ’optique non linéaire
143
h
c
a
al
’5
‘0 t % z G ” -
5 2.0 -
n
0.0 -
1 o.2
10.’
1 oo
Fluence per pulse (pJ/crn ‘)
Figure 49 : Temps de décroissance du signal en fonction de l’intensité d’excitation à 400 nm (3,091 eV) et 5 K.
Nous indiquons aussi dans la figure49 la valeur de T2 obtenue par des mesures de
“spectral hole burning”, qui est d’un facteur deux fois plus petit que la valeur trouvée par
mélange à quatre ondes. Cette différence est systématique si l’on mesure à des énergies de
photons d’excitation différentes. Ceci est dû aux techniques que l’on emploie : dans le cas du
mélange d’onde, on détermine une valeur moyenne de T2 qui dépend faiblement de l’énergie
de photon [45]. Dans le cas du “ hole burning ” les impulsions laser sont si longues que la
distribution des charges dans la matrice peut se réarranger en déplaçant la fréquence de
résonance de l’oscillateur. On en détermine donc une valeur de largeur spectrale moyennée en
temps (“ spectral diffusion ”).
Si l’on change l’énergie de photon, à plus grandes énergies que celle de la figure 48 des
oscillateurs de 250 fs de période apparaissent (figure 50). Il s’agit des battements quantiques
qui sont observés quand différentes transitions cohérentes partagent un même état. Ici, on peut
exciter un ou deux excitons dans le même nanocristal, ce qui donne lieu aux battements
quantiques à des énergies de photons supérieures à celles de l’exciton.
detection at 398 nm
detection at 397 nm
detection at 396.5 nm
j
1
1
1
Ca
A
O
c
al
C
v
c
.c
.- - 2 0.1
0.1
0.1
O ,
O
(u
-
C O
0.01
0.0 0.2 0.4 0.6 0.0 1.0 12
0.0 0.2 0.4 0.6 0.8 1.0 1.2
0.0 0.2 0.4 0.6 0.8 1.0 1 2
0.01
delay (PSI
delay (PS)
delay (PS)
Figure 50 : Décroissances typiques du signal de mélange à quatre ondes aux longueurs d’onde d’excitation de
398 ; 397 et 396.5 nm.