Caractérisation passive

Dans le but d’étudier les propriétés optiques du plasmon dans l’échantillon sans barrières et de les comparer avec celle de l’échantillon de référence, j’ai réalisé des mesures de réflectivité. Ces mesures nous renseignent sur l’élargissement radiatif et non-radiatif du plasmon et donc sur les temps de vie correspondants. De plus, l’étude en angle permet de vérifier la dépendance en sin(θ)

2

4.2. Plasmons bidimensionnels dans une structure sans barrières 108

Pour réaliser les spectres de réflectivité, j’ai poli les échantillons sur leur face arrière (côté substrat) afin d’obtenir une rugosité minimale. J’ai ensuite réalisé un dépôt de Titane/Or (10 nm/200 nm) sur la face avant. Grâce à ce procédé, la lumière incidente entrera par la face arrière polie, sans être diffractée par la rugosité de surface, traversera la couche plasmonique et sera réfléchie par le miroir d’or avant de ressortir. La transmission de l’échantillon sera ainsi nulle. Un schéma du trajet de la lumière dans l’échantillon est présenté dans le panneau (a) de la figure 4.6.

(a) (b)

Figure 4.6 – (a) Schéma présentant le trajet optique de la lumière dans l’échantillon pour l’étude en réflexion. (b) Schéma représentant le trajet optique de la lumière dans l’échantillon pour l’étude en réflexion avec la lentille hémicylindrique.

Le montage utilisé dans cette série de mesures est présenté dans la figure 4.7. J’ai ici utilisé le FTIR en mode rapid-scan, la source de lumière utilisée est la globar interne. La lumière émise par cette source passe par le FTIR avant d’entrer dans le module de réflectivité fourni par le constructeur.

Ce module de réflectivité est composé de deux miroirs mobiles motorisés. Le premier permet de focaliser la lumière sur l’échantillon. Le second permet quant à lui de collimater la lumière sortante. Un dernier miroir d’or parabolique permet ensuite de focaliser la lumière sur le détecteur MCT.

Le plasmon n’absorbant que la polarisation TM, un polariseur permet de séparer cette composante de la composante TE. La mesure de la polarisation TE servira de référence permettant d’isoler la contribution du plasmon au spectre de réflectivité.

Dans notre cas, l’interface InP/air entraine une réfraction de la lumière incidente et sor- tante. L’indice de l’InP étant de 3.1 dans notre gamme de longueurs d’onde (5-10 µm) l’angle maximal de mesure sera limité à θmax = sin−1(_nnair

InP) = 18.8

◦_{. La variation de la}

largeur de la raie plasmonique étant faible entre 0◦ et 18.8◦, il est nécessaire d’augmenter la plage de mesure angulaire.

Pour permettre cela et avoir un ensemble de données plus consistant, j’ai placé une len- tille hémicylindrique en germanium sur la surface de l’échantillon et un porte-échantillon spécial a été conçu par B. Dailly [23]. Un schéma du trajet optique de la lumière avec l’utilisation de cette lentille est montré dans le panneau (b) de la figure 4.7.

Grâce à cette lentille hémicylindrique, il est possible d’atteindre des angles internes jusqu’à 55◦, même si les mesures à angles élevés sont complexes car très sensibles à l’alignement. Un des points clefs, ici, est le placement de la lentille hémicylindrique et plus précisément

Figure 4.7 – Montage expérimental permettant les mesures en réflectivité.

le placage de celle-ci sur l’échantillon. En effet, si une couche d’air subsiste à l’interface lentille-échantillon, l’effet de la lentille sera annulé.

(a) (b)

Figure 4.8 – (a) Exemple de spectre de réflectivité mesuré en TM (rouge) et en TE (noir) pour un angle interne de 20◦ sur l’échantillon sans barrière. (b) Rapport RT M

RT E obtenu pour le même

angle interne. La baseline est ici tracée en trait continu rouge et le résultat de la régression est tracé en pointillés rouges.

Pour obtenir la contribution du plasmon au spectre de réflectivité, il est nécessaire de mesurer le spectre en polarisation TM, RT M, et celui en polarisation TE, RT E. Un exemple

de ces mesures est présenté dans le panneau (a) de la figure 4.8. Le rapport RT M

RT E permet d’obtenir la contribution du plasmon au spectre de réfléctivité. Le résultat de ce rapport est tracé dans le panneau (b) de la figure 4.8. Nous pouvons voir ici que le spectre de réfléctivité présente une unique résonance de forme lorentzienne comme attendu pour un mode collectif dans une couche fortement dopée. Je montre ainsi que la structure présente un plasmon bidimensionnel dans la couche dopée même en l’absence des barrières d’AlInAs.

4.2. Plasmons bidimensionnels dans une structure sans barrières 110

La transmission étant nulle dans notre cas, l’absorption sera donnée par A = 1 − R avec R = RT M

RT E

. Comme présenté dans le chapitre 1, l’absorption du plasmon est une lorentzienne centrée à l’énergie du plasmon, A = L(~ω,γ,ap) = ap 1

1+(~ω−~ω0

~γ/2 )

2 avec ~ω0 le

centre de la lorentzienne, ap l’amplitude en son centre et ~γ sa largeur à mi-hauteur. La

réflectivité est elle de la forme R = 1 − L(~ω,γ,ap).

Le spectre de réflectivité obtenu présente une baseline importante. En effet, les conditions expérimentales ne permettent pas d’obtenir une valeur unitaire. Pour corriger cette base- line, nous la considérons comme étant une droite, la forme de la régression permettant la correction est x = (a × ~ω + b)(1 − L(~ω,γ,ap)). Cette régression (et la baseline obtenue)

sont présentées dans le panneau (b) de la figure 4.8. Le spectre d’absorption est ensuite obtenu en prenant 1 − RT M/RT E

a×~ω+b .

Figure 4.9 – Spectres d’absorptions, mesurés à différents angles, sur l’échantillon sans barrière grâce au montage expérimental de la figure 4.7.

La figure 4.9 présente trois spectres d’absorption obtenus avec ce traitement sur la struc- ture sans barrières. Ces trois spectres sont mesurés à des angles internes de réflexion de 10◦ (noir), 20◦ (rouge) et 30◦ (bleu). Ces spectres sont normalisés à 1 pour permettre une comparaison aisée. La largeur à mi-hauteur est indiquée pour chaque spectre. Nous pouvons déjà clairement voir l’élargissement se produisant avec l’augmentation de l’angle interne.

Figure 4.10 – Spectres d’absorption mesurés à différents angles, sur l’échantillon de référence, grâce au montage expérimental de la figure 4.7.

J’ai réalisé les mêmes mesures sur l’échantillon de référence. Les spectres obtenus après le même traitement que précédemment sont présentés dans la figure4.10. Ces trois spectres sont mesurés à des angles internes de réflexion de 10◦ (noir), 20◦ (rouge) et 30◦ (bleu). De la même manière que précédemment, ils ont été normalisés à 1 et la largeur à mi-hauteur est indiquée sur chaque spectre. Encore une fois l’élargissement est visible à mesure que l’angle interne augmente.

Si nous comparons les spectres d’absorption des deux échantillons, nous voyons qu’il y a un décalage de 5 meV entre les pics plasmoniques des deux échantillons provenant probablement d’une différence de densité électronique entre les deux couches dopées.