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D. Ricard
absorption à deux photons qui a d’abord été étudiée. Dans ce cas, l’intensité I du faisceau laser
est atténuée selon l’équation
dI
- = -PI2 - No1
dz
où p, proportionnel à la partie imaginaire de X(3)(0,-0,0), est le coefficient d’aborption à
deux photons du verre dopé. Le deuxième terme correspond à l’absorption des porteurs libres
créés par absorption à deux photons. N est le nombre de porteurs libres par unité de volume et
est donné par
en négligeant la recombinaison des porteurs à l’échelle de la picoseconde. CS est la section
efficace d’absorption des porteurs libres.
Les règles de sélection sont différentes pour l’absorption à deux photons et pour l’absorption linéaire [26]. Les valeurs des paramètres P et
photons. À partir de la susceptibilité $3) du composite, connaissant la fraction volumique p ,
on peut en déduire la partie imaginaire de la susceptibilité x ( ~ )
d’un nanocristal.
La réfraction non linéaire a aussi été étudiée dans ce régime de fréquence. Pour éviter la
contribution des porteurs libres, la technique du mélange de fréquence a été utilisée. On en
déduit la valeur de la partie réelle de X(3). Ici, la contribution de la matrice x?) est importante. En en tenant compte, on peut obtenir la partie réelle de ~ ( 3 ) .
Certains auteurs observent
que la susceptibilité du nanocristal, partie imaginaire et partie réelle, n’est pas très différente
de celle du semi-conducteur massif [27,28]. Mais les échantillons étudiés n’avaient pas un
spectre d’absorption très structuré et le rôle du confinement n’est pas encore clair.
6. CONCLUSION
Le confinement électronique conduit à un spectre de raies pour un nanocristal semi-conducteur. Mais ces raies sont souvent fortement élargies à cause en particulier de la distribution de
taille. Les propriétés non linéaires ont été étudiées en assez grand détail, surtout en régime
résonant. Le facteur de mérite est dans ce cas inférieur à celui des puits quantiques. Ceci est
en grande partie dû à la polydispersité des échantillons étudiés. Prenant l’exemple de l’action
d’un champ statique, le pic lS312-lSe est l’analogue d’un pic excitonique tel qu’on en trouve
dans les puits quantiques, mais l’élargissement inhomogène est beaucoup plus important. Pour
ce qui concerne le régime non résonant, les études doivent être poursuivies sur des particules à
confinement plus fortement marqué.
L’avenir des boîtes quantiques dépend donc de notre capacité à mieux contrôler leur fabrication du point de vue de la monodispersité mais aussi du point de vue du nombre de pièges.
Des progrès ont déjà été réalisés. Les nanocristaux de semi-conducteurs III-V pour lesquels il
D. Ricard
absorption à deux photons qui a d’abord été étudiée. Dans ce cas, l’intensité I du faisceau laser
est atténuée selon l’équation
dI
- = -PI2 - No1
dz
où p, proportionnel à la partie imaginaire de X(3)(0,-0,0), est le coefficient d’aborption à
deux photons du verre dopé. Le deuxième terme correspond à l’absorption des porteurs libres
créés par absorption à deux photons. N est le nombre de porteurs libres par unité de volume et
est donné par
en négligeant la recombinaison des porteurs à l’échelle de la picoseconde. CS est la section
efficace d’absorption des porteurs libres.
Les règles de sélection sont différentes pour l’absorption à deux photons et pour l’absorption linéaire [26]. Les valeurs des paramètres P et
photons. À partir de la susceptibilité $3) du composite, connaissant la fraction volumique p ,
on peut en déduire la partie imaginaire de la susceptibilité x ( ~ )
d’un nanocristal.
La réfraction non linéaire a aussi été étudiée dans ce régime de fréquence. Pour éviter la
contribution des porteurs libres, la technique du mélange de fréquence a été utilisée. On en
déduit la valeur de la partie réelle de X(3). Ici, la contribution de la matrice x?) est importante. En en tenant compte, on peut obtenir la partie réelle de ~ ( 3 ) .
Certains auteurs observent
que la susceptibilité du nanocristal, partie imaginaire et partie réelle, n’est pas très différente
de celle du semi-conducteur massif [27,28]. Mais les échantillons étudiés n’avaient pas un
spectre d’absorption très structuré et le rôle du confinement n’est pas encore clair.
6. CONCLUSION
Le confinement électronique conduit à un spectre de raies pour un nanocristal semi-conducteur. Mais ces raies sont souvent fortement élargies à cause en particulier de la distribution de
taille. Les propriétés non linéaires ont été étudiées en assez grand détail, surtout en régime
résonant. Le facteur de mérite est dans ce cas inférieur à celui des puits quantiques. Ceci est
en grande partie dû à la polydispersité des échantillons étudiés. Prenant l’exemple de l’action
d’un champ statique, le pic lS312-lSe est l’analogue d’un pic excitonique tel qu’on en trouve
dans les puits quantiques, mais l’élargissement inhomogène est beaucoup plus important. Pour
ce qui concerne le régime non résonant, les études doivent être poursuivies sur des particules à
confinement plus fortement marqué.
L’avenir des boîtes quantiques dépend donc de notre capacité à mieux contrôler leur fabrication du point de vue de la monodispersité mais aussi du point de vue du nombre de pièges.
Des progrès ont déjà été réalisés. Les nanocristaux de semi-conducteurs III-V pour lesquels il