d’intensité
2.2.1 Montage expérimental
Les expériences sont réalisées à 5K dans un cryostat à doigt froid en utilisant un laser Titane-Sapphire délivrant des impulsions de 3 ps avec un taux de répétition de 82 MHz. L’énergie du laser est choisie 100 meV au dessus du mode de polaritons de plus basse éner-gie pour une excitation non résonante. Un objectif de microscope d’ouverture numérique
NA=0,65 est utilisé pour focaliser le laser sur une surface de 2 µm de diamètre et pour collecter l’émission. La photoluminescence de l’échantillon est résolue en temps à l’aide d’une caméra streak opérant en mode "single shot". Pour des mesures résolues en énergie, l’intensité émise est dispersée dans un monochromateur avant d’atteindre la caméra streak, ce qui réduit la résolution temporelle à 8 ps. Pour les mesures de corrélation d’intensité, nous utilisons à la place un filtre passe haut à large bande à 750 nm, ce qui empêche l’excitation laser à 735 nm d’atteindre le détecteur. Dans ce cas, la résolution temporelle atteint 4 ps.
2.2.2 Description de la cavité
Notre échantillon est une microcavité en GaAs/GaAlAs de facteur de qualité Q = 72000, décrit plus en détail en annexe. Douze puits quantiques en GaAs sont insérés aux ventres du champ électromagnétique. Le couplage fort exciton-photon est caractérisé par un dé-doublement de Rabi de 15 meV. Nous réalisons des expériences sur une cavité planaire et sur un micropilier gravé de 3 µm de diamètre.
2.2.3 Mesures d’impulsions uniques avec une caméra Streak
Pour réaliser les mesures de corrélations, la caméra streak fonctionne en mode "single shot", selon le schéma représenté sur la Fig. 2.5(a). L’émission des polaritons est d’abord focalisée sur la photocathode où les photons sont convertis en électrons. Ces électrons sont ensuite accélérés puis déviés par deux couples d’électrodes à balayage. Un balayage rapide est appliqué dans la direction verticale, synchronisé avec le laser de pompe avec un taux de répétition de 82 MHz. La tension verticale dévie le signal de façon à séparer spatialement les photons qui arrivent à différents instants sur la photocathode. Dans notre cas, un ba-layage horizontal additionnel est appliqué, beaucoup plus lent que le premier, permettant de séparer spatialement des impulsions successives [Fig. 2.5(b)]. Après avoir été déviés, les électrons sont multipliés par une galette de microcanaux qui améliore le signal en intro-duisant du gain, puis ils sont reconvertis en photons par un écran à phosphore. Le signal de phosphorescence est capturé par une caméra CCD dont l’acquisition est synchronisée avec le balayage horizontal pour un taux de répétition de 150 Hz. Ce taux de répétition est limité par la rémanence de l’écran à phosphore dont l’émission possède un temps de vie de 7 ms.
La caméra streak possède enfin deux modes de fonctionnement : le mode synchros-can [Fig. 2.5(b)], qui permet d’accumuler le signal d’environ 109 impulsions pour obtenir un bon rapport signal sur bruit, et le mode "single shot" [Fig. 2.5(c)] pour lequel chaque image correspond à une seule impulsion. Dans ce second mode d’opération, chaque point correspond à un unique photon détecté et nous sommes capables de reconstruire la fonc-tion g(2)(t,τ ) en analysant la statistique d’arrivée dans chaque impulsion sur un ensemble d’environ 105 impulsions. Dans le mode comptage de photon, la caméra streak possède un algorithme pour enregistrer en temps réel les coordonnées de chaque photon détecté, basé sur la définition d’un seuil d’intensité discriminant le bruit blanc du signal.
Suivant la technique proposée par le groupe de M. Bayer [126] (originellement démon-trée par M. Ueda et al. [132]), V. Sala a implémenté pendant sa thèse dans notre groupe
(a)
Temps ( ps ) 0 600 Intégré(b)
Impulsion unique 0 600 Tems p (ps )(c)
τ
𝑔
2(𝜏)
Figure 2.5 – (a) Schéma du principe de fonctionnement de la caméra streak. (b)-(c) Emission mesurée en fonction de temps dans le mode synchroscan (b) et dans le mode "single shot" (c) de la caméra streak.
un script permettant de reconstruire la fonction g(2)(t,τ ) à partir des données brutes de la caméra streak. Ce script est particulièrement délicat à réaliser car chaque erreur dans le comptage des photons ou dans la normalisation de la fonction peut induire de larges dévia-tions dans la statistique mesurée et de nombreux tests ont été nécessaires pour s’assurer de la validité de notre analyse. Nous devons en particulier prendre en compte la taille effective des photons sur le détecteur de la caméra streak et au fait que l’arrivée de deux photons sur le même pixel donne le même signal que l’arrivée d’un seul photon (cf. référence [127]). Ce problème peut être résolu de plusieurs façons et nous avons choisi d’appliquer une zone morte après la détection de chaque photon, ce qui consiste à ignorer tout second photon dé-tecté après l’arrivée d’un premier photon pendant un temps déterminé par les paramètres de l’expérience. Cela implique que malgré une résolution temporelle de la caméra streak est de 4 ps, le plus court délai mesurable entre deux photons est dans notre cas de 10 ps. Une analyse plus exhaustive des différents problèmes rencontrés sont discutés en détail dans la thèse de V. Sala [133] et nous avons cherché à constamment améliorer la pertinence de l’analyse en optimisant le moyennage de nos mesures et le choix de la zone morte. Nous n’entrerons pas ici dans les détails techniques du script et nous n’abordons que le principe de fonctionnement de ce script.
Les données brutes de la caméra streak nous donnent les coordonnées de tous les pho-tons détectés pour chaque image. Chaque image est ensuite divisée spatialement pour
compter séparément les photons dans une impulsion unique [Fig. 2.5(b)]. Le délai τ entre chaque photon d’une impulsion unique et leur temps d’arrivée t sont mesurés [Fig. 2.5(c)]. Une expérience comprend typiquement 105 impulsions et nous mesurons le nombre total de photons détectés à t et à t + τ en considérant la somme de toutes les impulsions. En comptant les coïncidences entre l’arrivée d’un premier photon à t et d’un second photon à
t + τ et en divisant par le nombre moyen de photons mesurés aux temps t et t + τ , nous
reconstituons la fonction de corrélation du second ordre normalisée g(2)(t,τ ).
L’inconvénient de cette technique est sa faible efficacité, ce qui limite sérieusement l’exploration de la statistique d’émission sous le seuil de laser à polaritons, où l’émission est beaucoup moins intense, mais n’est pas un problème pour mesurer l’émission des polaritons au dessus du seuil. Cette expérience nous permet donc de mesurer la statistique d’émission de nos échantillons avec une résolution temporelle d’environ 4 ps pour une large gamme de puissance d’excitation.