4.2 Thermo-plasmonique
4.2.3 Procédés expérimentaux
Fabrication des nanoparticules
Pour cette étude, nous allons conserver le même type de particules que précédemment, tout d’abord car
nous maîtrisons parfaitement le procédé de lithographie, mais aussi parce que nous connaissons très bien leurs
propriétés LSPR. Nous utiliserons donc des nanorods lithographiés d’or, de nickel et bimétallique or/nickel sur
des substrats de verre.
Montage expérimental Emission
Détection Substrat de
l’échantillon
Dispositif
thermique
Alimentation
électrique
+
-‐
FIGURE 4.20 – Schéma du positionnement du
dispositif thermique sur l’échantillon
Le montage expérimental a été adapté à un microscope
(Nikon ES00) à l’instar du montage conçu pour la
magnéto-plasmonique. Un schéma de ce montage optique est visible dans
le chapitre d’introduction. Les moyens de chauffage sont
direc-tement collés sur le dessus du substrat et tout autour de
l’échan-tillon grâce à une résine époxy de conduction thermique
com-prenant65% d’argent. Ainsi, le dispositif est placé comme sur
le schéma 4.20. Il est ainsi possible de correctement chauffer
l’échantillon tout en réalisant des mesures d’extinction.
Première mesure du phénomène par sérendipité
L’idée de détecter et mesurer l’influence de la température sur les LSPR nous est venue lors des mesures
de l’influence magnétique. C’est au cours de tests d’un prototype de dispositif magnétique par électro-aimant
que nous avons obtenu d’importants artefacts de mesures. En effet, nous avions l’habitude d’utiliser des
ai-mants permanents pour nos mesures magnétiques et nous voulions employer un électro-aimant pour obtenir
une meilleure modulation du champ. Cependant, électro-aimant, résistance électrique et donc résistance
ther-mique sont trois composants électroniques similaires. Nous sommes remontés à l’origine de ces artefacts par
déduction et nous avons supposé qu’il s’agit de l’influence de la température induite par le dispositif
expéri-mental. En effet, nous avions déjà utilisé des champs magnétiques de cette intensité sans relever de décalage
des pics d’extinction d’une telle importance et la température constituait la seule différence avec les essais
précédents. L’utilisation d’un électro-aimant directement en contact avec l’échantillon est impossible pour la
magnéto-optique sans perturbation thermique. De la même manière, il est impossible d’utiliser une résistance
thermique sans se soustraire complètement du champ magnétique induit par le courant dans la résistance. Par
la suite, nous avons donc confirmé la présence de ces artefacts avec de nouvelles résistances thermiques. Nous
avons ensuite observé une variation de l’artefact avec le temps de mesure jusqu’à être capable d’observer
l’évo-lution de la couleur de l’échantillon à l’oeil nu seulement30minaprès le début d’expérience. Ces observations
préliminaires nous ont permis de comprendre l’importance de cet effet et ont conforté notre idée de l’importance
d’une telle influence.
Vérification d’un phénomène purement thermique
Dans notre cas, le problème majeur de la résistance thermique et l’induction magnétique crée par la bobine.
Les observations du paragraphe précédent sont donc obtenues à la fois sous perturbation thermique et
magné-tique et comme nous venons de le démontrer, les pics d’extinction de nos objets sont sensibles aux champs
magnétiques. Cependant les champs induits par un électro-aimant sont faibles comparés à ceux émis par un
ai-mant permanent de même dimension. Pour vérifier la faible influence du champ induit, nous avons effectué des
mesures avec une perturbation thermique par module Peltier. En effet, contrairement aux bobines, le module
Peltier n’induit pas de champ magnétique du fait de son mode de fonctionnement par succession de jonctions
entre des semi-conducteurs dopée N et P. Pour vérifier si le champ magnétique avait une influence nous avons
effectué les mesures avec le Peltier seul puis avec une superposition du Peltier et d’un aimant permanent de30
mT. Selon nos estimations basées sur les mesures sous champ magnétique, dans le meilleur des cas, un champ
de cette intensité n’impliquerait pas de décalage relatif supérieur à0,01. Cependant nous devons nous assurer
que la superposition d’effet thermique et magnétique n’entraine pas une cinétique de décalage relatif différente.
On peut voir sur la Figure 4.21 que les deux évolutions du pic d’extinction ont la même tendance avec et
sans champ magnétique. Pour quantifier cette tendance, nous avons simplement considéré la pente à l’origine
du décalage relatif. Dans le cas du Peltier seul la pente est de0,00358 ±0,00004 ◦C−1 et dans le cas de
l’assemblage Peltier et aimant, la pente est de 0,00356±0,00012◦C−1. Ces deux valeurs sont quasiment
identiques aux incertitudes près. Nous en déduisons que le champ magnétique étant très faible, il n’a que très
peu d’influence sur le décalage observé précédemment. De plus, la présence d’un champ magnétique en plus
de la température ne semble pas modifier l’évolution du décalage du pic d’extinction avec la température.
Il est intéressant de noter sur la Figure 4.21 de faible retour en température à la fin des courbes. Ces
dé-calages sont dus à une surchauffe de la partie froide du Peltier, ce qui empêche la partie chaude de monter
davantage en température et entraine une fluctuation lors de la mise en équilibre thermique du système. On
peut également noter que l’aimant a une influence sur la température atteignable avec ce système, ceci est dû
à une accumulation de chaleur dans l’aimant permanent, positionnée sur la surface froide. Cette accumulation
surchauffe plus rapidement la partie froide du Peltier et empêche la partie chaude d’atteindre la même
tempé-rature que le système constitué uniquement du Peltier. Ces retours en tempétempé-ratures sont intéressants, car nous
observons une non-linéarité du phénomène de décalage du pic d’extinction lors de la descente en température.
Nous traiterons donc de cette particularité ultérieurement.
Développement des mesures
Ayant démontré que la présence d’un faible champ magnétique (<30mT) n’a que peu d’influence sur les
décalages thermiques, nous avons pour la suite des expérimentations choisi d’utiliser à nouveau des résistances
thermiques, plus efficaces que les modules Peltier pour chauffer un échantillon. Nous avons donc utilisé des
résistances électriques n’induisant que de faibles champs magnétiques (<30mT à l’entrée de l’entrefer), dont
l’évolution en fonction de la tension d’alimentation est visible sur la Figure 4.22 mais permettant tout de même
d’atteindre des températures maximales de l’ordre de100◦C. Il est impossible de modifier la position de la
résistance pour réduire l’influence magnétique, car pour un chauffage optimal et uniforme d’un échantillon à
l’autre, il est nécessaire de placer la résistance thermique contre la surface de l’échantillon et centrée sur la
surface nanostructurée. Ainsi, selon nos mesures effectuées avec des champs magnétiques perpendiculaires à
FIGURE4.21 –Graphique représentant le décalage relatif du pic d’extinction en fonction de la température appliquée.
La courbe bleue représente le décalage obtenu avec un module Peltier seul et la courbe rouge celui obtenu avec un
assemblage Peltier et aimant. On peut voir dans sur les annotations que la pente à l’origine de ces deux décalages est
très similaire.
l’échantillon, le décalage relatif maximum dû au champ magnétique ne serait que de 0,008, pour les tailles
d’objets que nous avons utilisés et à une température de20◦C. Pour ce décalage magnétique supposé, le
dé-calage effectif étant de 0,135, ce qui signifie qu’au maximum 6% du décalage observé est dû à l’influence
magnétique de la bobine et que94% du décalage est dû à l’influence thermique. Cependant, l’élévation
ther-mique des matériaux ferromagnétique à pour effet de diminuer l’aimantation du fait du désordre therther-mique
[69] et dans le cas du nickel, des expérimentations [199] ont montré que l’aimantation peut diminuer d’environ
10% dans la plage de température que nous utilisons. Nous supposons donc que l’influence magnétique est en
réalité inférieure aux6% estimés. Pour nous en rendre compte, nous pouvons observer sur la Figure 4.21 que
les résultats obtenus avec le module Peltier muni ou non d’un aimant ne présentent que peu de différences.
L’influence magnétique ne sera donc pas considérée pour la suite de l’analyse.
Une première évolution de décalage visible sur la Figure 4.23 pour des objets de rapport d’aspectL/l=2,5
et pour un∆Td’environ40◦C. A ce stade des mesures, le décalage est noté en fonction du temps d’application
et non de la température, car il nous est impossible de mesurer précisément le décalage de température en cours
de mesure optique et sur la zone lithographiée. On peut voir un décalage très net du pic d’extinction au fur
et à mesure du temps de chauffage. Parallèlement, l’extinction mesurée augmente de0,01OD au départ puis
décroit jusqu’à0,045OD. Pour une l’analyse de ce décalage, nous avons ensuite créé une courbe de calibrage
de la température. Pour mesurer l’évolution de la température, nous avons utilisé une sonde de température
"PT1000 Heraeus 32208571". La sonde est collée sur un échantillon obsolète, placé dans les mêmes conditions
expérimentales que pour les mesures optiques. Nous avons ensuite effectué une mesure de température pour
chaque temps de chauffage, il en résulte pour les mesures de la Figure 4.23, la courbe de calibration de la Figure
4.24 A. Il devient ainsi possible de dresser l’évolution du décalage relatif du pic d’extinction en fonction de la
température, que nous avons pour ce cas de figure réalisé sur la Figure 4.24 B.
FIGURE4.22 –Évolution du champ magnétique induit par les résistances en fonction de la tension d’alimentation.
FIGURE4.23 –Évolution du spectre d’extinction de nanobâtonnets de rapport d’aspectL/l=2,5à différents temps de
chauffage. A chaque temps correspond une évolution de température.
Dans le document
Contribution expérimentale à l’étude des propriétés optiques de Al, Ni et Au/Ni
(Page 110-113)