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G. Pauliat et G. Roosen
vecteur unitaire 2 de l'onde résultante varie spatialement. En négligeant le courant de
diffusion, la résolution de l'équation (2.14) conduit immédiatement au résultat suivant :
(2.101)
Ce champ de charge d'espace est bien réel car le produit vectoriel ê A ê' est imaginaire pur.
À titre d'exemple, examinons une configuration possible pour le LiNbO,. Le seul
coefficient non nul du tenseur photovoltaïque antisymétrique est fi,?, . On peut utiliser la
géométrie de la figure 8. Nous repérons les grandeurs relatives à chacune des ondes par les
indices R,S et nous écrivons :
(2.102)
Si l'angle entre les deux faisceaux d'écriture est faible, les vecteurs unitaires de chacune des
deux ondes et le vecteur unitaire de l'onde totale s'écrivent :
+ cc avec AR,s = IIAR,SIIeriYR,s ,
1
ËUI = 0,s A 2 e-L(U11-i8,S.ï)
R,S R,S
R,S
[
(2.103)
Après calcul, nous obtenons le champ de charge d'espace qui est orienté suivant l'axe 2 :
E,, =m Es: sin(k, x + w ~ - ~ )
,
(2.104)
. , , . , , , .
Ainsi qu'annoncé, nous retrouvons bien un champ en quadrature avec la figure d'interférence.
I1 est proportionnel au taux de modulation m de la figure d'interférence qui, bien que
concernant une figure de polarisation, s'écrit de la même façon que pour une figure
d'intensité.
Figure 8 : Configuration d'enregistrement dun réseau de champ mettant à profit le coefficient By, du tenseur
photovoltaïque antisymétrique.
3. MODIFICATIONS INDUITES PAR LE CHAMP ÉLECTRIQUE
3.1 Introduction
Pour calculer simplement le champ électrique photoinduit dans le matériau, nous avons dans
le chapitre précédent fait l'hypothèse que le champ électrique ne modifiait pas la permittivité
diélectrique de sorte que l'on a pu résoudre le jeu d'équations en supposant que la permittivité
était une constante. Cette hypothèse n'était qu'une approximation. En effet, le champ
électrique déforme le matériau par effet piézo-électrique ou par électrostriction ce qui en