Les données de transmittance x /xe des différentes zones structurées dans l’échantillon LBG dopé 1 mol% Ag2O, ont été illustrées par le schéma en Figure 4. 25.
Ces mesures de transmission en lumière polarisée ont été réalisées en fonction de la polarisation incidente de l’onde lumineuse par rapport à la position des lignes d’irradiations. Trois orientations de la polarisation linéaire ont été utilisées [Figure 4. 32 (a)] : la polarisation incidente + (= horizontale) est parallèle aux lignes structurées, S (= verticale) décrit une polarisation incidente perpendiculaire aux lignes structurées, et la polarisation à 45° est définie pour une polarisation incidente intermédiaire aux deux dernières. De plus, en plaçant un second polariseur avant le détecteur, nous avons pu observer que le taux de dépolarisation de la lumière en sortie de l’échantillon était nul.
o Spectrophotométrie d’absorption UV-visible
Comme précédemment, les données de transmittance permettent d’obtenir les résultats d’absorbance présentés en Figure 4. 32 (b). Dans le cas des couples de paramètres introduits précédents [voir Chap. IV. 4. 2. b)], les absorbances des structurations laser n’illustrent pas de variation entre les différents spectres en fonction des
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polarisations +, S et 45°. En termes d’exemple, les courbes vertes en Figure 4. 32 (b) reprennent le cas ∶ = 72 . , = 300. Les trois courbes sont bien équivalentes et se superposent en termes d’amplitude.
Figure 4. 32. (a) Imagerie en transmission en champ clair et en lumière polarisée des lignes de nanoparticules formées par irradiation laser, pour trois orientations de la polarisation de la lumière, lors de la mesure par spectrophotométrie UV-Visible, par rapport à l’orientation des lignes inscrites par irradiations laser. (b) Spectres d’absorbance en lumière polarisée de structures pour différents couples de paramètres ’u, v “ dans le verre du verre LBG dopé à 1 mol% Ag2O, selon les trois polarisations
choisies en analyse, à savoir parallèles aux lignes structurées (notée É = horizontale), perpendiculaire (notée ‰ = verticale), et à Ê° des lignes pour une orientation intermédiaire. En vert ∶ u = • ë. ç× •,
v = ÝËË. En rouge ∶ u = ŽË• ë. ç× •, v = ÊË. En bleu ∶ u = ë. ç× •, v = ÊË.
Sur cette Figure 4. 32 (b), alors que la dose laser augmente, c'est-à-dire la grandeur × , les trois différents spectres en fonction des polarisations se distinguent. Dans le cas des courbes bleues en Figure 4. 32 (b), représentant le couple = 79 . , = 450, seule une variation d’amplitude est a priori observable. Cela est attribué à l’effet de réseau généré par le motif d’irradiation. La diffraction induite par un tel réseau est plus forte pour une polarisation perpendiculaire à l’orientation des lignes structurées, conduisant ainsi à une absorbance apparente plus forte pour cette polarisation. Enfin, dans le cas des courbes rouges en Figure 4. 32 (b), représentant le couple = 102 . , = 450, une partie de la variation d’amplitude est de la même façon attribuée à cet effet de type réseau. Cependant, dans ce dernier cas, les profils spectraux des trois courbes sont différents. Selon l’orientation +, une large bande est observable, centrée autour de la longueur d’onde de résonance plasmon. Selon l’orientation à 45°, l’absorption de la bande augmente pour les plus grandes longueurs d’onde et enfin selon l’orientation S, un second pic apparaît autour de 500 nm.
Contrairement aux traitements numériques précédents, il n’est pas utile ici de corriger les données et de les représenter sous forme de coefficients d’absorption linéaire. En effet, comme il apparaît une variation en fonction de la polarisation, la quantification des structures en termes de facteur de remplissage et de rayons moyens des nanoparticules est déformée puisque la modélisation numérique de la réponse plasmon est basée sur un milieu composite contenant des nanoparticules sphériques, de faible densité et réparties de façon homogène. Malgré cela, en prenant en compte l’épaisseur des structures, l’intensité du pic d’absorbance et les résultats précédents du taux
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de conversion en fonction de la dose laser injectée [Figure 4. 29], on peut approximer un facteur de remplissage minimal pour ces structures ∶ g > 0.18 ‰.
Les graphiques en Figure 4. 33 représentent les spectres d’absorbance normalisés pour les polarisations en configuration + et S. D’une part, on retrouve le cas simple du couple de paramètres n’induisant pas de modification spectrale ou en intensité en fonction de la polarisation [Figure 4. 33 (a), courbes vertes] ’ = 72 . , = 300“. Les deux bandes, + et S, sont centrées sur la longueur d’onde -•≈ 443 correspondant à la de
résonance plasmon de surface des nanoparticules métalliques dans notre matrice vitreuse LBG.
D’autre part, dans le cas du couple = 79 . , = 450 [Figure 4. 33 (b), courbes bleues] la variation d’amplitude présentée en Figure 4. 32 (b) s’accompagne d’un léger déplacement perceptible vers la région rouge du spectre, par rapport à la longueur d’onde -•, et cela accentué dans le cas de la polarisation S. De même, dans le cas du couple = 102 . , = 450 [Figure 4. 33 (c), courbes rouges] les absorbances normalisées présentent un déplacement plus accentué vers la région rouge du spectre, par rapport à la longueur d’onde -•. En se basant sur les études d’Abdolvand et al. déjà introduites en partie IV. 2. 1. a), il est possible d’interpréter ces résultats en termes de déformation des nanoparticules lors de l’écriture laser, ce que nous allons discuter ci-après.
Figure 4. 33. Absorbances normalisées des structurations laser incluses en volume du verre LBG dopé 1 mol% d’Ag2O, après irradiation selon différents couples de paramètres ’u, v “ et deux
polarisations : É horizontale aux lignes structurées, ‰ verticale. (a) En verts ∶ u = • ë. ç× •,
v = ÝËË, (b) en bleues ∶ u = ë. ç× •, v = ÊË, (c) en rouges ∶ u = ŽË• ë. ç× •,
v = ÊË.
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Selon les études que l’on retrouve dans la littérature [137, 138, 162, 163], l’irradiation laser femtoseconde de nanoparticules incorporées dans des matrices de silice peut générer une modification de la sphéricité des nanoparticules, induisant une évolution de la réponse spectrale des structures.
Dans un régime que ces auteurs appellent « multi-shots », un grand nombre d’impulsions est injecté, avec typiquement = 1000 à 5000. L’irradiation laser provoque la formation de nanoparticules asphériques prolates [Figure 4. 34 (a)], en forme de ballon de rugby, dont l’axe principal de symétrie de rotation est l’axe long du sphéroïde. Cette anisotropie de forme induit alors une levée de dégénérescence de la position spectrale de la réponse plasmonique en fonction de la direction de l’état de polarisation de la lumière qui vient sonder de tels sphéroïdes. Ainsi, si la polarisation incidente de la lumière lors de la mesure d’absorbance (ou d’extinction) est le long de cet axe de rotation (polarisation p), le pic de résonance est déplacé vers le rouge. Si la polarisation incidente est perpendiculaire à cet axe (polarisation s), le pic est déplacé vers le bleu. Ces faits ne semblent pas s’adapter à nos résultats représentés en figure [Figure 4. 33 (c)], car nous n’observons pas un tel déplacement spectral vers les petites longueurs d’onde.
Dans un régime que ces auteurs appellent « single-shot » ou de faibles nombres d’impulsions, l’irradiation laser provoque la formation de nanoparticules asphériques oblates [Figure 4. 34 (b)], aussi en forme de sphéroïde, mais dont l’axe secondaire, c'est-à-dire le plus court, est l’axe de symétrie de rotation. Dans ce cas, les deux bandes générées par des polarisations respectives s et p incidente, sont déplacés vers le rouge. Ce décalage des deux polarisations est en accord avec nos observations [Figure 4. 33 (b) et (c)]. De plus, les résultats présentés en référence [160] spécifient que la bande associée à la polarisation s possède un maximum positionné à des longueurs d’onde plus élevées que celui de la bande d’absorption associée à la polarisation p.
Figure 4. 34. Schématisation de nanoparticules asphériques et représentation des axes p et s en fonction de la polarisation Ö¥¥¦ de la lumière incidente se propageant selon F¥¥¥¦ lors la caractérisation spectrale des nanoparticules (axes bleus).
Grâce aux couples de paramètres laser = 79 . , = 450 [Figure 4. 33 (b), courbes bleues] et = 102 . , = 450 [Figure 4. 33 (c), courbes rouges], on propose donc ici l’idée que la micro-structuration a généré la formation de nanoparticules sphériques ainsi que la légère déformation de ces structures, soit de façon simultanée en un même processus directement lors de l’écriture, soit de façon successive en deux étapes dues au chevauchement des irradiations à cause d’une séparation trop faible entre les différentes lignes de structuration. Pour le premier couple de paramètres, cette déformation est négligeable.
Pour le second couple de paramètres, cette déformation est évidemment notable. Cependant, le pic associé à la polarisation en configuration S se compose de deux contributions. On en déduit donc, qu’uniquement une partie des
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nanoparticules sont déformées. D’après l’orientation des lignes lors de la mesure, quelques nanoparticules oblates [Figure 4. 34 (b)] sont donc ici générées telle que leur axe de rotation est a priori défini le long le l’axe de déplacement ¦ du faisceau laser d’écriture.
Contrairement aux verres de silice étudiés dans la littérature [160], il semble donc que l’on puisse générer dans nos verres de borogermanate de lanthane une asphéricité oblate, selon le comportement spectral observé en Figure 4. 33 (c). Expérimentale, cette déformation a pu être possible grâce à une forte intensité d’impulsion laser irradiant l’échantillon avec un régime de cadencement à 250 *+, et un nombre d’impulsions effectif injecté qui est intermédiaire aux régimes « single-shot » et « multi-shots » [160] décrits précédemment pour le cas de la silice.