62
R. Plane1
Angle externe d'émission (deg)
1.5.0 -10 ~=~ ; ~.~
- 5 1.550
e,
fl = 7.1 i I y V
.+
i 5 . 0
8 -
3 i aao
0.0 lb
Lo ib
4.0 id
Vecteur d'onde (pm-')
Vecteur d'onde (pm-')
s p l
1.sso
v
e,
.* -
g YS0
r .
3
ao rb
20 rb
*.O r e
1.510
Vecteur d'onde (pm-')
Figure 4.8 : Courbes de dispersion de polaritons de
cavité mesurées par R. Houdré [54]. L'expérience
consiste à mesurer l'énergie des résonances en
fonction de l'angle d'émission, associé au vecteur
d'onde dans le plan. Les pointillés représentent les
courbes de dispersion des photons et excitons non
couplés. Cl est le << splitting de Rabi N mesuré pour
chaque condition de résonance (a, b, etc).
analogies avec un «puits quantique à
lumière ». Ses modes propres optiques sont
caractérisés par :
- un k,, fixé par la condition de résonance,
k, = ko = N7m/L, où N est un entier, n
l'indice de réfraction moyen et L/n la
longueur optique de la cavité.
-un k l , le rapport k l k o mesurant
l'inclinaison du mode par rapport à la
normale.
Leur énergie est E = E,/ce
qui donne en première approximation une
courbe de dispersion dans le plan E(kl) de
forme parabolique.
Si l'on a maintenant inclus un puits
quantique dans la cavité, la résonance avec
l'état d'exciton, qui est facilement
accordable, provoque un anticroisement
analogue au cas tridimensionnel. Ces
excitations mixtes ont été récemment
découvertes et nommées << Polaritons de
Cavité D [54] (Cf. fig. 4.8). Ce dédoublement
(de Rabi) obtenu à la résonance peut être vu
comme l'effet du saut d'indice lié à la
transition sur la résonance Fabry-Perot. il est
proportionnel, typiquement, à (f/L)1/2 où f
est la force d'oscillateur de l'exciton et L la
longueur de cavité.
Plus généralement, ces structures offrent
en optique non linéaire une exaltation des
effets liée au renforcement du champ dans la
cavité [ S I . Elles peuvent aussi présenter des
solutions élégantes au problème de l'accord
de phase [56].
n
4.8 Orientation et alignement par pompage optique
Nous revenons maintenant à l'exploitation des règles de sélection interbande dues à l'élément
de matrice de p, pour considérer l'influence de la polarisation sur la nature des transitions. On
s'en doute, la bonne base de départ pour les états électroniques est celle des états propres du
moment total, telle que représentée sur la figure 2.2. La direction z sera choisie parallèlement
à la propagation et, s'il y a lieu, de la direction de confinement. À partir des combinaisons
linéaires ad hoc d'états du champ de polarisation x et y, et des opérateurs px et py, il est facile
de définir les opérateurs p+ ou p-, de les appliquer à ces états électroniques, et d'établir les
probabilités de transitions résumées sur la figure 4.9. On constate que l'absorption dun photon
R. Plane1
Angle externe d'émission (deg)
1.5.0 -10 ~=~ ; ~.~
- 5 1.550
e,
fl = 7.1 i I y V
.+
i 5 . 0
8 -
3 i aao
0.0 lb
Lo ib
4.0 id
Vecteur d'onde (pm-')
Vecteur d'onde (pm-')
s p l
1.sso
v
e,
.* -
g YS0
r .
3
ao rb
20 rb
*.O r e
1.510
Vecteur d'onde (pm-')
Figure 4.8 : Courbes de dispersion de polaritons de
cavité mesurées par R. Houdré [54]. L'expérience
consiste à mesurer l'énergie des résonances en
fonction de l'angle d'émission, associé au vecteur
d'onde dans le plan. Les pointillés représentent les
courbes de dispersion des photons et excitons non
couplés. Cl est le << splitting de Rabi N mesuré pour
chaque condition de résonance (a, b, etc).
analogies avec un «puits quantique à
lumière ». Ses modes propres optiques sont
caractérisés par :
- un k,, fixé par la condition de résonance,
k, = ko = N7m/L, où N est un entier, n
l'indice de réfraction moyen et L/n la
longueur optique de la cavité.
-un k l , le rapport k l k o mesurant
l'inclinaison du mode par rapport à la
normale.
Leur énergie est E = E,/ce
qui donne en première approximation une
courbe de dispersion dans le plan E(kl) de
forme parabolique.
Si l'on a maintenant inclus un puits
quantique dans la cavité, la résonance avec
l'état d'exciton, qui est facilement
accordable, provoque un anticroisement
analogue au cas tridimensionnel. Ces
excitations mixtes ont été récemment
découvertes et nommées << Polaritons de
Cavité D [54] (Cf. fig. 4.8). Ce dédoublement
(de Rabi) obtenu à la résonance peut être vu
comme l'effet du saut d'indice lié à la
transition sur la résonance Fabry-Perot. il est
proportionnel, typiquement, à (f/L)1/2 où f
est la force d'oscillateur de l'exciton et L la
longueur de cavité.
Plus généralement, ces structures offrent
en optique non linéaire une exaltation des
effets liée au renforcement du champ dans la
cavité [ S I . Elles peuvent aussi présenter des
solutions élégantes au problème de l'accord
de phase [56].
n
4.8 Orientation et alignement par pompage optique
Nous revenons maintenant à l'exploitation des règles de sélection interbande dues à l'élément
de matrice de p, pour considérer l'influence de la polarisation sur la nature des transitions. On
s'en doute, la bonne base de départ pour les états électroniques est celle des états propres du
moment total, telle que représentée sur la figure 2.2. La direction z sera choisie parallèlement
à la propagation et, s'il y a lieu, de la direction de confinement. À partir des combinaisons
linéaires ad hoc d'états du champ de polarisation x et y, et des opérateurs px et py, il est facile
de définir les opérateurs p+ ou p-, de les appliquer à ces états électroniques, et d'établir les
probabilités de transitions résumées sur la figure 4.9. On constate que l'absorption dun photon