La microscopie optique de champ proche

(ra d.s � 1 ) � �

Courbe de dispersion du PPS dans le SiC Cône de lumière dans l’air (�₁ =1 ) Cône de lumière dans KBr (�

3 = 1,52) Courbe de dispersion de l’onde incidente dans KBr pour � = �/4 ��φ�� φ� ���β�� ���������������������������������������������β������� ��� ��� �� �� ω ���� ��� ���� ���� ����� ����� ���� ���� ����� ����

Figure 4.3 – Courbes de dispersion correspondant à une expérience simulée théori-quement de réflexion totale atténuée où le prisme est en KBr et le milieu dispersif est SiC. KBr et SiC sont séparés par de l’air. Ici la mesure est réalisée avec une source monochromatique dont on fait varier l’angle d’incidence. L’absorption de la lumière incidente apparaît aux intersections des courbes de dispersion du PPS et de l’onde incidente dans KBr. La largeur de cette absorption fournit la longueur de propagation du PPS (Im(β)). L’allure de la courbe de réflectivité R(φ) est présentée à droite de la courbe de dispersion où on observe une diminution de la réflection pour deux angles d’incidence correspondant aux deux points de couplage radiatif du PPS.

par Halevi [45], Kliewer et Fuchs [64] et plus généralement par Agranovich et al. [2]. Il faut aussi noter que la réflexion totale atténuée peut être utilisée à l’inverse pour l’émission de modes de surface non radiatifs via les mêmes mécanismes comme le mentionnent Agranovich et al. [2].

4.1.2 La microscopie optique de champ proche

La deuxième méthode d’observation possible du PPS fait intervenir un micro-scope à force atomique dont l’utilisation est légèrement détournée. Le principe général de la mesure réside dans la diffraction du rayonnement de champ proche par un dipôle approché très près de la surface où se propage le PPS (voir la figure 4.4). L’onde de surface va exciter le dipôle qui va émettre en retour une onde électromagnétique propagative proportionnelle à cette onde de surface

[50]. En pratique ce dipôle est la pointe d’un microscope à force atomique qui est utilisé en mode « à chocs »(tapping mode) c’est-à-dire que cette pointe os-cille au-dessus la surface en étant en contact périodiquement avec celle-ci. La pointe a un rayon typiquement de l’ordre de 20 à 30 nm, elle est composée d’un matériau très conducteur comme par exemple le tungstène [31 et 50]. L’am-plitude des oscillations de la pointe ∆z sera de l’ordre de son rayon a mais très inférieure à λ, la longueur d’onde de l’onde de surface. Il s’agit alors de microscopie optique de champ proche par diffusion.

+  - 

Figure 4.4 – Principe de la microscopie optique de champ proche : diffraction du rayonnement de champ proche en champ lointain par un dipôle.

Le PPS peut être ainsi mesuré soit à température ambiante en envoyant une onde de référence sur la pointe du microscope à force atomique, soit en chauffant la surface du matériau sondé (voir figures 4.5 et 4.6). Le PPS est donc excité soit optiquement, soit thermiquement. Dans le cas de l’excitation optique, nous allons prendre l’exemple de l’expérience de Huber et al. où un faisceau laser est envoyé sur les bords d’une couche mince métallique déposée sur le substrat en matériau polaire diélectrique (l’échantillon utilisé dans l’expérience est un substrat de SiC recouvert partiellement d’or) [50 et 49]. L’excitation du PPS est réalisée par la diffraction de l’onde laser sur les bords de la couche mince. Ainsi la composante longitudinale du champ incident aux bords de la couche

mince d’or s’écrit :

E₀ = E_ie−ikcos(α)x (4.6)

avec Eil’amplitude du champ incident, k le module du vecteur d’onde de l’onde incidente atteignant la surface avec un angle α. Le champ du PPS diffracté peut être relié à E0 par la formule :

E_{P P S} = f0e^i(βx+φ0)−p|z|E0 (4.7) avec f0le rapport de l’amplitude du champ proche à la surface sous la pointe sur l’amplitude du champ incident ^�f₀= ^EP P S(x=0,z=0)

Ei

�

, φ0 la phase d’excitation à l’origine, β et p les composantes longitudinale et transverse du vecteur d’onde du champ proche. Le faisceau laser illuminant la couche mince est suffisamment large pour illuminer aussi la pointe (voir la figure 4.5), de sorte que le champ électrique à ce niveau s’écrit comme la somme du champ incident et du champ proche s’étant propagé depuis le métal, tel que [50] :

E_pointe(x, z) = [1 + f₀e−ikcos(α)xe^i(βx+φ0)−p|z|]E_i. (4.8) Le champ réémis par la pointe s’écrira alors sous la forme :

E = α_{ef f}(z)E_pointe (4.9)

où αef f est la polarisabilité effective décrivant le couplage de champ proche entre la pointe et la surface de l’échantillon. Le problème est que le détecteur ne mesure pas uniquement le champ émis par le bout de la pointe mais aussi celui du reste de la tige ainsi que le bruit de fond en général, dont l’amplitude totale sera très forte en comparaison de la contribution de la pointe. De plus la rugosité de la surface peut ajouter des difficultés pour mesurer directement le champ proche, si bien que la détection synchrone est régulièrement utilisée à des harmoniques plus élevées nF où F est la fréquence d’oscillation de la pointe. En effet la détection synchrone utilisée à F ne suffit généralement pas pour éliminer le bruit de fond. L’utilisation des harmoniques tire profit de la non-linéarité de la polarisabilité effective αef f en fonction de z, ce qui induit une modulation très forte du champ proche par rapport au bruit de fond pour des modulations à nF [61]. L’excitation optique permet de mesurer la relation de dispersion du PPS expérimentalement car l’excitation est monochromatique grâce au laser contrairement au chauffage. Cependant cette mesure se fera sur une bande spectrale très réduite à cause de la difficulté à modifier la longueur d’onde de fonctionnement du laser. En revanche le déplacement de la pointe offre aussi la possibilité de mesurer la longueur de propagation in situ [50]. En cas d’excitation thermique du PPS, l’onde de référence n’est pas utilisée et le système est plutôt nommé « microscope à effet tunnel de rayonnement thermique »[31]. Le signal mesuré par la pointe sera relié à la densité locale d’états électromagnétiques (LDOS) [58]. Comme toutes les fréquences du PPS sont excitées en même temps, il faudra filtrer le signal diffracté pour obtenir des informations spectrales de la LDOS [31].

��

��

α ��

��

Figure 4.5 – Microscopie optique de champ proche par diffusion : la pointe diffracte le champ proche et réfléchit le champ incident qu’elle reçoit. L’interférence entre les deux ondes émises par la pointe permet de mesurer le PPS à température ambiante. Le champ proche est excité optiquement par la diffraction du rayonnement incident sur les bords d’une couche mince métallique déposée sur le substrat diélectrique.