lointain, c’est celui qui domine lorsque r ≫ λ = 2π/k. Inversement, le terme proportion- nel à r−3 domine lorsque r ≪ λ, c’est le terme de champ proche. Un troisième terme
proportionnel à r−2 fait le lien entre les deux régimes, dans une zone intermédiaire où r
est de l’ordre de λ.
Nous voyons donc que l’existence de la distinction entre le champ proche et le champ lointain est inscrite dans l’expression 2.17, mais que la présence d’un terme intermédiaire (en r−2) ne permet pas de raisonner uniquement entre champ proche et champ lointain.
Approximation quasistatique et champ proche
Nous allons maintenant nous intéresser au champ rayonné par un dipôle lorsqu’on se place dans la limite kr → 0. Cette limite correspond à des distances d’observations r beaucoup plus petites que la longueur d’onde. Sous cette hypothèse, le champ électrique (équation 2.17) devient :
E(r) = 3(p · u)u − p
4πǫ0r3 (2.18)
Le fait de considérer que kr → 0 est équivalent à considérer que c → +∞ (avec ω et r fixés), ce qui signifie que l’on considère que la propagation des champs est instantanée. S’il n’y a plus d’effet de retard, la structure spatiale du champ électrique est celle du champ électrostatique (sans oublier que le champ oscille à la fréquence ω). On parle alors d’approximation quasistatique. Dans cette approximation, le terme en 1/r3 du champ
rayonné par un dipôle électrique domine tous les autres. Ceci permet de donner une autre définition au champ proche : la zone dans laquelle la contribution quasistatique au champ électrique domine. Enfin, notons que le vecteur d’onde k n’apparaît pas dans l’expression 2.18, on retrouve le fait que la longueur d’onde n’est plus une échelle caractéristique dans la zone de champ proche. La seule longueur à considérer est la distance r entre la source et le point d’observation.
2.3 Sondes locales à balayage
Nous allons présenter dans cette section une des techniques les plus utilisées actuelle- ment pour réaliser des mesures de champ proche optique, la microscopie de champ proche optique. Elle fait partie des techniques de sondes locales à balayage. Le principe général est le suivant : un échantillon est translaté dans son plan pendant qu’une sonde de taille sub-longueur d’onde se trouve à proximité de l’échantillon (quelques dizaines de nano- mètres typiquement). En pratique la sonde est souvent l’extrémité d’une pointe effilée. Une mesure est effectuée en chaque point du balayage, permettant de former une image complète lorsque le balayage est terminé (Novotny et Hecht 2006, Dupas et al. 2004).
2.3.1 Microscopie à force atomique
Quelques années après la découverte du microscope à effet tunnel (STM, Scanning
Tunneling Microscope), une nouvelle technique de sonde locale à balayage est inven-
tée (Binning et al. 1986) pour permettre de mesurer la topographie d’échantillons non conducteurs. En utilisant l’interaction mécanique (force) entre la pointe et la surface de l’échantillon comme signal de rétroaction, la microscopie à force atomique (AFM, Ato-
mic Force Microscopy) permet la mesure de topographie selon la méthode suivante : un
échantillon présentant du relief est balayé dans son plan. Dans un premier mode de fonc-
z x y échantillon pointe tapping shear-force z x y
Mode contact Modes oscillants
Figure 2.2– Schéma de principe de la microscopie à force atomique. Une pointe (immobile en mode contact, ou bien oscillante) voit son altitude modifiée par les forces d’interaction avec l’échantillon, générant un écart à l’altitude de consigne. Cet écart donne la topographie de l’échantillon.
tionnement (contact, voir la figure 2.2), semblable au principe du rugosimètre classique, la pointe est au contact de l’échantillon durant le balayage, et son altitude suit le relief de l’échantillon. Le signal de rétroaction provient des contraintes exercées sur la pointe par le relief de l’échantillon.
Un deuxième type de fonctionnement existe : le mode oscillant. Dans cette configu- ration, la pointe oscille (verticalement en mode tapping ou horizontalement en mode
shear-force, voir la figure 2.2). Lorsque la distance pointe/échantillon atteint quelques na-
nomètres, des forces apparaissent et modifient l’amplitude de vibration de la pointe. En réaction, le dispositif relève la pointe pour qu’elle oscille avec son amplitude de consigne. Le signal de rétroaction sur l’altitude de la pointe ∆z = f(x, y) est enregistré, pour former une image de la topographie de l’échantillon. Cette technique de mesure permet d’atteindre des résolutions (au sens topographique) de l’ordre de 0.1 nanomètre verti- calement, et quelques nanomètres latéralement (la résolution latérale est principalement limitée par le rayon de courbure de l’apex de la pointe).
2.3. Sondes locales à balayage 31
2.3.2 Microscopie optique de champ proche
Considérons un échantillon dont le relief génère des variations latérales de champ élec- trique sub-longueur d’onde lorsqu’il est éclairé par une onde plane de longueur d’onde λ. Nous avons vu que les ondes évanescentes sont confinées à la surface de l’échantillon. Afin de mesurer la contribution de ces ondes évanescentes, nous avons vu plus haut qu’il est possible d’utiliser un objet de taille sub-longueur d’onde pour convertir les ondes évanes- centes en ondes propagatives. Ce résultat est le principe de fonctionnement du microscope de champ proche optique (SNOM, Scanning Near-Field Optical Microscope). Le principe
Excitation Détection d « λ
Idée originale SNOM de Dieter Pohl
Pointe diffusante Sonde active
a b e f c Sonde à ouverture (mode illumination) d Sonde à ouverture (mode collection)
Figure 2.3– Idée originale de Synge pour dépasser la limite de résolution (a) : une nanoparticule de petite taille d ≪ λ en champ proche d’un échantillon diffuse un signal proportionnel au champ électrique à sa position. Première réalisation de D. Pohl (b). Sonde à ouverture en mode illumination (c) et collection (d). SNOM à pointe diffusante (e). Microscopie de champ proche à sonde active (f).
original de la mesure (Synge 1928) est représenté sur la figure 2.3a. Elle repose sur l’uti- lisation d’une nanoparticule de taille très inférieure à la longueur d’onde d’observation. Lorsque le système nanoparticule/échantillon est éclairé par une onde plane, la particule diffuse (diffracte) le champ incident de manière proportionnelle au champ excitateur à sa position. Si la particule est plus petite que les variations latérales de champ électrique, il est alors possible d’enregistrer une image de l’intensité diffusée point par point avec une résolution meilleure que λ/2.
Dans la pratique, la première réalisation expérimentale (Pohl et al. 1984, figure 2.3b) utilise une aiguille de quartz métallisée afin de créer une ouverture de quelques dizaines
de nanomètres à l’apex de la pipette. L’excitation et la détection se fait alors par l’arrière de l’aiguille de quartz. La technique de la sonde à ouverture s’est ensuite déclinée en deux versions, le mode illumination (figure 2.3c) et le mode collection (2.3d).
Ces premières réalisations expérimentales ont été suivies par l’invention du SNOM à pointe diffusante (figure 2.3e). Dans cette nouvelle version, la pointe est métallique et pleine. Elle diffracte le champ incident pour le coupler aux ondes évanescentes, qui se couplent ensuite au champ lointain pour la détection (Bachelot et al. 1995).
Enfin, la dernière configuration est celle de la sonde active (figure 2.3f). Ici, l’idée est d’accrocher à l’apex de la pointe une nanosource (une bille métallique, ou une source fluorescente) afin de l’utiliser comme dans l’idée originale (figure 2.3a), la pointe ne jouant que le rôle de support mécanique à la source lumineuse. Nous verrons plus en détail ce type de sonde active dans le chapitre 4.