3.4 Caractérisation locale d’exaltation de champ
3.4.3 Études de l’exaltation de champ à la surface de nanofils synthé-
La figure 3.40 montre ce qui peut être typiquement obtenu quelque soit le type de fil considé, avec le montage présenté en figure 3.38. Ces images ont été enregistrées simultanément en balayant le nanofil immobilisé sur le substrat après avoir aligné la pointe AFM et le spot laser, ces deux éléments restant fixes durant la mesure. La polarisation incidente est parallèle à l’axe du nanofil et la puissance incidente moyenne est environ d’1 mW . La puissance utilisée est volontairement forte pour donner lieu à un signal TPL aisément détectable (nous n’avons pas constaté de détérioration du fil durant la durée des tests). Il a été vérifié que la présence de la pointe n’a pas d’influence sur le signal obtenu par TPL : en enregistrant une image en rétractant la pointe et en ne balayant seulement l’échantillon, la même cartographie TPL est globalement obtenue par rapport à celle obtenue avec la pointe. On observe systématiquement une petite baisse de l’intensité des points chauds car la pointe peut rediffuser le signal lumineux.
Figure 3.40: (Gauche) Etude d’un nanofil issu de chimie colloïdale (L = 930 nm, W = 220 nm, H = 140 nm) : mesure topographique (AFM en mode intermittent) corrélée avec (Centre) cartogrophie du signal de luminescence à deux photons obtenue en balayant le nanofil. Le nanofil est excité à 790 nm avec une polarisation dans l’axe du fil et une puissance incidente moyenne de 1 mW . Temps d’intégration par pixel : 3,35 ms. (Droite) Coupe en signal au niveau de l’un des points chauds observé à l’extrémité du nanofil. La courbe peut être fittée par une gaussienne qui a une largeur totale à mi-hauteur
FWHM = 220 nm, en bon accord avec le waist du laser d’excitation ω0 = 0, 3 µm
(dépendance quadratique de la TPL)
mités du nanofil. En corrélant la position de ces spots avec l’image en topographie, nous pouvons affirmer que ces points chauds proviennent des extrémités des fils. Ces mesures sont confirmées par Wissert et al. [156] qui observent aussi des spots TPL en bout de fils. La résolution optique qu’il est possible d’obtenir est directement limitée par le waist du spot laser. La figure 3.41 montre l’effet de la polarisation du faisceau incident sur le signal optique. En tournant la polarisation du faisceau dans la direction perpendiculaire à l’axe du nanofil, les points chauds s’éteignent : l’intensité du signal de luminescence à deux photons devient quasiment uniforme le long du nanofil avec une intensité sur le corps du fil qui vaut 1/5 de celle observée en présence des points chauds.
Figure 3.41: Cartographie du signal de luminescence du nanofil associé à la coupe de signal suivant les pointillés bleus dans le cas d’une polarisation dans l’axe du nanofil (Gauche) et dans le cas d’une polarisation dans l’axe perpendiculaire au nanofil (Droite). Temps d’intégration par pixel = 3,35 ms.
L’intensité de luminescence à deux photons est donc dépendante de la polarisation, comme on l’attendrait d’un effet de pointe (voir paragraphe 3.2.1) ou d’un effet de résonance de type Fabry-Perot. A titre complémentaire, une étude en longueur d’onde sur le point chaud a aussi été menée. Une série de spectres a été enregistrée (au moyen du spectromètre et de la caméra CDD de la figure 3.38) au niveau de l’un des points chauds et en faisant varier la longueur d’onde du faisceau incident.
La figure 3.42 présente l’évolution du signal TPL en fonction de la longueur d’onde incidente. Pour ce fil, un maximum de signal TPL est trouvé pour une excitation à
790 nm. La dépendance en longueur d’onde du signal TPL semble finalement indiquer que l’exaltation de champ est due à des résonances plasmoniques plutôt qu’a un effet de pointe (ce dernier étant assez peu dépendant de la longueur d’onde du laser incident).
Figure 3.42: Évolution du signal TPL en fonction de la longueur d’onde incidente du laser d’excitation avec la polarisation du champ dans l’axe du fil. Un maximum est observé pour λexc= 790 nm.
Comme dit précédemment, la synthèse par chimie colloïdale donne deux types de fils - bipyramidaux et pentamaclés - qui possèdent des extrémités plus ou moins pointues. Toutefois, quel que soit le nanofil considéré, l’intensité du point chaud montre toujours une nette dépendance avec la longueur d’onde incidente, ce qui privilégie encore une fois l’hypothèse que les points chauds ont une origine plasmonique (et non une origine liée à un effet géométrique). Par la suite, un exemple de dépendance en longueur d’onde du signal TPL sera présenté pour chaque type de fil.
Le fil étudié en figure 3.43 est un fil " bipyramidal ". L’étude de TPL en fonction de la longueur d’onde donne un maximum de TPL qui est atteint pour ωexc = 800 nm, ce qui
est en bon accord avec un mode Fabry-Perot d’ordre 3 si on considère l’équation (3.19) : 2L = mλef f = mnλexc
ef f. On trouve ainsi un indice effectif nef f = 1, 32 en bon accord avec
l’indice effectif attendu d’un fil de cette épaisseur (modèle de Novotny [18]).
La résolution avec ce montage optique est néanmoins insuffisante (lié au waist du faisceau laser et au champ de vue de l’objectif pour la collection du signal) pour observer directement des ordres supérieurs à m = 2.
Cet ordre 3 peut par contre être observé sans difficulté en profitant de l’excellente résolution qu’offre le PEEM (voir figure 3.44) sur un fil semblable (L = 915 nm, W = 95 nm, également bipyramidal) assez proche de celui étudié sur le banc de luminescence à deux photons.
Le fil étudié en figure 3.45 présente une géométrie de fil pentamaclé. De la même manière, une étude en longueur d’onde du signal de TPL est menée sur ce fil. La
Figure 3.43: Fil bipyramidal considéré pour l’étude en longueur d’onde (L = 909 nm, W = 77 nm). Le signal de luminescence enregistré par le CPM varie avec la longueur d’onde d’incidence et est maximal pour une excitation à 800 nm (point en rouge).
Figure 3.44: (Gauche) Fil considéré pour l’imagerie PEEM (L = 915 nm, W = 95 nm, semblable au fil étudié à la figure 3.43), (Centre) Image LEEM du fil, (Droite) Image PEEM du fil. On distingue bien le mode m = 3 : deux spots en bout de fils qu’on pouvait déjà observer et comme le PEEM travaille avec une champ de vue large (5 µm, raffinable), on peut aussi voir les maxima de signal optique sur le corps du fil dus à la résonance Fabry-Perot. La résonance est atteinte pour ωexc = 700 nm avec un indice
effectif associé de nef f = 1, 15. Toutes les expériences PEEM/LEEM ont été réalisées
par Ludovic Douillard, CEA Saclay/SPEC.
variation du signal de TPL en fonction de la longueur d’onde incidente ne présente par contre pas qu’un seul pic de TPL mais plusieurs (avec un maximum à 800 nm).
Comme précédemment, ces résultats signent une origine plasmonique de l’exaltation de champ plutôt qu’une origine liée à l’effet de pointe, quel que soit le type fil colloïdal considéré. Des oscillations similaires à celles obtenues dans le cas du fil pentamaclé ont été précédemment observées dans le cas d’autres types de fils par spectroscopie de diffu- sion [89]. De manière générale, les fils pentamaclés sont systématiquement plus courts que les fils bipyramidaux. La longueur du fil influe aussi sur l’amortissement de ces oscillations : plus le fil est long, plus l’amplitude des oscillations s’atténue rapidement.
Figure 3.45: Évolution de l’intensité du point chaud en fonction de la longueur d’onde d’excitation du laser pour des longueurs d’onde variant de 780 nm à 930 nm avec la polarisation du champ dans l’axe du fil. Le fil pentamaclé considéré (L = 580 nm et W = 160 nm) est montré en insert. Contrairement au fil bipyramidal, l’évolution du signal du point chaud de ce fil ne présente pas un pic unique mais une série de pics dont l’amplitude s’atténue en augmentant la longueur d’onde d’excitation.
L’étude simultanée topographie / signal optique nous informe à la fois sur l’intensité du signal des points chauds et aussi sur le spectre au niveau de ces points chauds. Ces mesures sont toutefois limitées en terme de résolution, seules des mesures PEEM permettent d’affirmer que les résonances observées ne se limitent plus au mode dipolaire.