Optique des semi-conducteurs
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Le terme q+,(O) est proportionnel à l'inverse du "volume de Bohr". Ii est donc d'autant plus
fort que l'exciton est plus lié. De façon complémentaire on peut voir les paires électron-trou
qui le construisent coopérer pour concentrer une part &) de leur force d'oscillateur à
l'énergie de l'exciton. C'est de cet effet, et non pas de l'élément de matrice de Kane, que vient
le meilleur couplage exciton-photon dans les semi-conducteurs II-VI (constante diélectrique
un peu plus faible et surtout grand gap, donc masse effective électronique élevée). Ce
renforcement est particulièrement net à 2D, où le premier niveau d'exciton est bien séparé des
suivants (Cf. fig. 4.6).
L'influence de l'interaction coulombienne se fait également sentir sur les états non liés de
l'exciton ; autrement dit, même les paires électron-trou "libres" sont corrélées positivement. Il
en résulte un renforcement de l'absorption au dessus du gap par rapport à la loi en Ell2 (à 3D)
ou en marche d'escalier (à 2D). Ce renforcement est souvent appelé "facteur de Sommerfeld".
Il est particulièrement spectaculaire à 3D, puisque l'absorption au gap, nulle sans corrélation
électron-trou, atteint la valeur qu'elle aurait à plusieurs Rydberg au dessus du gap, comme on
le voit sur le spectre expérimental de la figure 4.6. À 2D, ce renforcement au bord du gap est
d'environ un facteur 2.
4.7 Le polariton excitonique
4.7. I dans les matériaux massifs
Considérer l'absorption comme une transformation photon
.exciton, dans le schéma à deux
particules de la figure 4.4, permet de montrer qu'on a affaire à une situation physique
entièrement nouvelle. En effet, avec l'exciton tridimensionnel dans son état de base, on a une
excitation d'énergie bien définie, qui donne lieu à une transition optique au spectre piqué, bien
que nous soyons dans un solide. Mais on ne retrouve pas la situation d'un atome, car le milieu
est dense. C'est pourquoi les états sont étendus et doués dun vecteur d'onde (les excitons). Et
chaque état d'exciton est couplé à un et un seul état de photon, grâce à la règle de sélection en
K. Donc rien ne s'oppose, dans une vision première des choses, à une suite cohérente
d'événements photon + exciton =$ photon =$ exciton etc ... En réalité (Cf. fig. 4.7 en
haut), on a deux états discrets couplés qui vont interagir pour donner un être hybride, le
polariton excitonique [51], avec un anticroisement des courbes de dispersion qu'on peut voir
dans le << zoom D de la figure 4.4.
Le traitement temporel de l'interaction champ-matière est complètement différent de la
situation où l'état d'arrivée de la transition appartient à un continuum, et où il y a dissipation
de l'énergie dans ce continuum : c'est alors la Règle d'Or de Fermi qui décrit la transition.
Cette situation est, entre autres, celle de la recombinaison excitonique d'un puits quantique
placé dans un environnement quelconque (Cf. fig. 4.7 au milieu).
Le polariton excitonique a de nombreux analogues en physique. Cette situation, dite de
couplage fort, se retrouve depuis l'expérience d'amphithéatre des deux pendules couplés,
jusqu'au polariton-phonon, qui décrit le couplage entre la lumière (infrarouge) et les
oscillateurs mécaniques que sont les phonons optiques. En l'absence d'interaction dissipative
supplémentaire (diffusion, collisions inélastiques avec les phonons,. . .), il n'y a plus
d'absorption. La réflectivité, la transmission, la luminescence sont décrites comme
propagation de polaritons à travers la surface de l'échantillon.
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Le terme q+,(O) est proportionnel à l'inverse du "volume de Bohr". Ii est donc d'autant plus
fort que l'exciton est plus lié. De façon complémentaire on peut voir les paires électron-trou
qui le construisent coopérer pour concentrer une part &) de leur force d'oscillateur à
l'énergie de l'exciton. C'est de cet effet, et non pas de l'élément de matrice de Kane, que vient
le meilleur couplage exciton-photon dans les semi-conducteurs II-VI (constante diélectrique
un peu plus faible et surtout grand gap, donc masse effective électronique élevée). Ce
renforcement est particulièrement net à 2D, où le premier niveau d'exciton est bien séparé des
suivants (Cf. fig. 4.6).
L'influence de l'interaction coulombienne se fait également sentir sur les états non liés de
l'exciton ; autrement dit, même les paires électron-trou "libres" sont corrélées positivement. Il
en résulte un renforcement de l'absorption au dessus du gap par rapport à la loi en Ell2 (à 3D)
ou en marche d'escalier (à 2D). Ce renforcement est souvent appelé "facteur de Sommerfeld".
Il est particulièrement spectaculaire à 3D, puisque l'absorption au gap, nulle sans corrélation
électron-trou, atteint la valeur qu'elle aurait à plusieurs Rydberg au dessus du gap, comme on
le voit sur le spectre expérimental de la figure 4.6. À 2D, ce renforcement au bord du gap est
d'environ un facteur 2.
4.7 Le polariton excitonique
4.7. I dans les matériaux massifs
Considérer l'absorption comme une transformation photon
.exciton, dans le schéma à deux
particules de la figure 4.4, permet de montrer qu'on a affaire à une situation physique
entièrement nouvelle. En effet, avec l'exciton tridimensionnel dans son état de base, on a une
excitation d'énergie bien définie, qui donne lieu à une transition optique au spectre piqué, bien
que nous soyons dans un solide. Mais on ne retrouve pas la situation d'un atome, car le milieu
est dense. C'est pourquoi les états sont étendus et doués dun vecteur d'onde (les excitons). Et
chaque état d'exciton est couplé à un et un seul état de photon, grâce à la règle de sélection en
K. Donc rien ne s'oppose, dans une vision première des choses, à une suite cohérente
d'événements photon + exciton =$ photon =$ exciton etc ... En réalité (Cf. fig. 4.7 en
haut), on a deux états discrets couplés qui vont interagir pour donner un être hybride, le
polariton excitonique [51], avec un anticroisement des courbes de dispersion qu'on peut voir
dans le << zoom D de la figure 4.4.
Le traitement temporel de l'interaction champ-matière est complètement différent de la
situation où l'état d'arrivée de la transition appartient à un continuum, et où il y a dissipation
de l'énergie dans ce continuum : c'est alors la Règle d'Or de Fermi qui décrit la transition.
Cette situation est, entre autres, celle de la recombinaison excitonique d'un puits quantique
placé dans un environnement quelconque (Cf. fig. 4.7 au milieu).
Le polariton excitonique a de nombreux analogues en physique. Cette situation, dite de
couplage fort, se retrouve depuis l'expérience d'amphithéatre des deux pendules couplés,
jusqu'au polariton-phonon, qui décrit le couplage entre la lumière (infrarouge) et les
oscillateurs mécaniques que sont les phonons optiques. En l'absence d'interaction dissipative
supplémentaire (diffusion, collisions inélastiques avec les phonons,. . .), il n'y a plus
d'absorption. La réflectivité, la transmission, la luminescence sont décrites comme
propagation de polaritons à travers la surface de l'échantillon.