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G. Pauliat et G. Roosen
Pour observer cette oscillation amortie il faut satisfaire aux conditions du modèle : faible
taux de modulation, lo faible et uniforme sur toute l'épaisseur du matériau en dépit de
l'absorption. C'est ce qui a été obtenu dans la référence [8]. Si le taux de modulation
augmente les hypothèses du modèle ne sont plus vérifiées, et l'oscillation disparaît ainsi que le
montrent les simulations numériques de la référence [ S I .
temps (en s)
Figure 7 : Exemple expérimental de cinétique de l'efficacité de diffraction lors dun cycle écriture-effacement
pour un cristal de Bi12Geûz0 sous champ électrique appliqué.
2.6.2.7 ComDétition électrons-trous en régime d'excitation auasi-continue
Nous aurions pu conduire tous les calculs précédents dans le cas où les trous sont les seuls
porteurs de charge (figure 2.b). Nous allons maintenant généraliser et observer ce qui se passe
lorsqu'il y a simultanément excitation d'électrons et de trous à partir d'un seul type de centres
profonds (figure 2.c). Nous utilisons les indices , et , pour toutes les grandeurs qui se réfèrent
respectivement aux électrons et aux trous. Les quatre équations de base se transforment en
[26, 271 :
3N'
d t
- = SJ ( N - N I ) - ye ne N I - s,z N I + y, n, ( N - N ' ) ,
+
-3
+
+
= e n , p c E + & k, Tgradn,,
JI = e n, p, E - p, k, Tgradn, ,
div(&& I ! ?) = -e [ne + N A - N i - n, ] .
(2.89)
(2.90)
(2.91)
(2.92)
Pour résoudre ce système d'équations, nous nous plaçons dans le cadre de
l'approximation du régime d'excitation quasi-continue qui nous avait conduits à l'équation
(2.79). Nous négligeons les termes &,/at et dnl/at dans les équations (2.91) ainsi que les
contributions des réseaux électroniques et de trous au champ de charge d'espace, ce qui
revient à négliger n, et n, dans l'équation de Poisson (2.92). Nous obtenons :
(2.93)
G. Pauliat et G. Roosen
Pour observer cette oscillation amortie il faut satisfaire aux conditions du modèle : faible
taux de modulation, lo faible et uniforme sur toute l'épaisseur du matériau en dépit de
l'absorption. C'est ce qui a été obtenu dans la référence [8]. Si le taux de modulation
augmente les hypothèses du modèle ne sont plus vérifiées, et l'oscillation disparaît ainsi que le
montrent les simulations numériques de la référence [ S I .
temps (en s)
Figure 7 : Exemple expérimental de cinétique de l'efficacité de diffraction lors dun cycle écriture-effacement
pour un cristal de Bi12Geûz0 sous champ électrique appliqué.
2.6.2.7 ComDétition électrons-trous en régime d'excitation auasi-continue
Nous aurions pu conduire tous les calculs précédents dans le cas où les trous sont les seuls
porteurs de charge (figure 2.b). Nous allons maintenant généraliser et observer ce qui se passe
lorsqu'il y a simultanément excitation d'électrons et de trous à partir d'un seul type de centres
profonds (figure 2.c). Nous utilisons les indices , et , pour toutes les grandeurs qui se réfèrent
respectivement aux électrons et aux trous. Les quatre équations de base se transforment en
[26, 271 :
3N'
d t
- = SJ ( N - N I ) - ye ne N I - s,z N I + y, n, ( N - N ' ) ,
+
-3
+
+
= e n , p c E + & k, Tgradn,,
JI = e n, p, E - p, k, Tgradn, ,
div(&& I ! ?) = -e [ne + N A - N i - n, ] .
(2.89)
(2.90)
(2.91)
(2.92)
Pour résoudre ce système d'équations, nous nous plaçons dans le cadre de
l'approximation du régime d'excitation quasi-continue qui nous avait conduits à l'équation
(2.79). Nous négligeons les termes &,/at et dnl/at dans les équations (2.91) ainsi que les
contributions des réseaux électroniques et de trous au champ de charge d'espace, ce qui
revient à négliger n, et n, dans l'équation de Poisson (2.92). Nous obtenons :
(2.93)