De la recherche fondamentale au partenariat industriel

La microscopie en champ proche

La microscopie optique en champ proche

Introduction

L'imagerie optique classique trouve une limite dans l'impossibilité de séparer les images de deux objets éloignés d'une distance inférieure à la demi-longueur d'onde du rayonnement utilisé. En effet, le critère de Rayleigh stipule que deux points ne sont vus séparément que si la distance qui les sépare est supérieure à lambda/(2nsintheta), où lambda est la longueur d'onde du rayonnement utilisé, n est l'indice optique du milieu ambiant et theta est le demi-angle d'ouverture du système optique imageur. Ce résultat, exprimé sous la forme d'un critère, se retrouve dans le principe d'indétermination de Heisenberg [1]. Pour cette raison, les microscopistes ont longtemps pensé qu'il ne serait jamais possible de descendre en dessous de la limite imposée par le critère de Rayleigh et donc d'observer des objets de dimension sublongueur d'onde. En fait, les relations d'incertitude ne limitent en rien la résolution théorique d'un instrument ; elles nous indiquent seulement quelle précision nous pouvons espérer sur la position d'un objet pour une valeur donnée du vecteur d'onde. Si le vecteur d'onde utilisé pouvait être infini, la résolution serait infinie. On voit donc où se situe le paradoxe d'une super-résolution : les ondes progressives vérifient toujours la relation d'indétermination ; elles ne peuvent donc conduire qu'à une résolution vérifiant le critère de Rayleigh. Rien n'interdit pourtant de dépasser ce critère.

Diffraction et ondes évanescentes

Il est bien connu que les ondes évanescentes, créées lors de la réflexion totale de la lumière sur un dioptre séparant deux milieux d'indices différents, sont caractérisées par un vecteur d'onde ayant une composante imaginaire pure. Dans ce cas particulier, les deux composantes tangentielles du vecteur d'onde peuvent être réelles et supérieures à omega/c (en module) et conduire ainsi à une résolution supérieure à la limite de Rayleigh. Pour mesurer l'effet des petits détails de l'objet sur le comportement de cette onde évanescente, on est obligé de tenir compte de la diffraction de la lumière par ces objets. Pour cela, considérons le cas d'une onde plane monochromatique éclairant un écran plat percé d'un trou de diamètre variable (figure 1).

snom1

Lorsque l'ouverture est assez grande, une grande partie de la lumière traverse sans subir aucune modification et une faible partie, due à la diffraction par les bords du trou, émerge en s'éloignant de la direction de l'onde incidente d'un angle "a". Plus le diamètre du trou est petit, plus l'angle "a" est grand (la composante tangentielle du vecteur d'onde augmente). Quand le trou a un diamètre équivalent à la limite de Rayleigh, l'angle "a" tend vers 90° et la lumière diffracte dans tout un demi espace. Si la dimension du trou continue à diminuer, la lumière ne peut pas être diffractée au-delà de 90°, mais la composante tangentielle du vecteur d'onde continue, quant à elle, à augmenter au-delà de omega/c conduisant ainsi à la génération d'ondes évanescentes. Pour un trou de dimension infiniment petite, la composante tangentielle du vecteur d'onde devient infiniment grande et l'onde évanescente équivalente est caractérisée par une décroissance exponentielle, suivant la direction transversale, beaucoup plus rapide que dans le cas de la réflexion totale. Ces ondes ont une profondeur de pénétration beaucoup plus faible que l'onde de Fresnel et leur détection nécessite l'emploi d'une sonde capable d'aller les capter presque en contact avec la surface de l'objet. C'est sur le principe de la détection de ces ondes qu'est basée la microscopie tunnel optique (STOM) [3].

Détection des ondes évanescentes

Les ondes évanescentes peuvent être converties, selon le principe du retour inverse de la lumière, en ondes progressives par simple diffraction à l'aide d'un deuxième objet de dimension plus petite que celle du trou (par exemple une sonde très pointue). En effet, si un objet de dimension nanométrique peut convertir par diffraction une onde progressive en ondes évanescentes, il peut, de la même manière, transformer par diffraction des ondes non homogènes en ondes progressives. Le signal résultant de la double diffraction sera constitué, en grande partie, d'ondes homogènes porteuses d'informations et pouvant se propager, dans l'air ou dans tout autre guide diélectrique, jusqu'au détecteur [6]. L'amplitude de ces ondes décroît exponentiellement avec la distance d'analyse et les informations qu'elles contiennent ne peuvent pas être détectées en champ lointain. Les informations relatives aux détails de l'objet doivent donc être captées sur leur lieux d'existence, c'est à dire au voisinage de l'objet. Le détecteur doit remplir certaines exigences : avoir une dimension nanométrique et pouvoir être positionné à quelques nanomètres de la surface scannée.

Description et fonctionnement du microscope optique en champ proche

Après ces quelques remarques, il nous est maintenant possible de comprendre le fonctionnement du microscope optique à sonde local (figure 2).

snom2

L'éclairage de l'objet peut être réalisé de plusieurs façons. Chaque type d'éclairage (a), (b), (c) et (d) va définir une variante de ce microscope :

1. le STOM [3] est caractérisé par un éclairage en réflexion totale par transmission (a). Destiné aux objets optiquement transparents, il s'est imposé dans les laboratoires en raison de la décroissance exponentielle de l'intensité lumineuse au-dessus de l'objet avec la distance qui le sépare de la sonde. Le rapport signal sur bruit en est positivement affecté.
2. le SNOM [7] peut fonctionner soit avec un éclairage en réflexion externe où la sonde joue le rôle de pointe détectrice et émettrice à la fois (b), soit en éclairant directement l'objet en réflexion sous incidence oblique (c). Il permet d'analyser tout type d'objet, transparent ou non, et il présente l'avantage d'un éclairage isotrope (comparé au STOM).
3. le NSOM [8] travaille en transmission, la pointe éclaire l'objet, elle joue ici le rôle d'émetteur seulement (d) ; dans ce cas la détection s'effectue en champ lointain par utilisation d'une lentille collectrice.

De par le retour inverse de la lumière, tous ces microscopes peuvent travailler en inversant le sens d'éclairage [9,10]. Seul le SNOM est parfaitement symétrique.

L'élément essentiel d'un microscope en champ proche est la sonde. Le type de sonde le plus couramment utilisé est une fibre optique taillée en pointe fine.

Le déplacement de la sonde au-dessus de l'objet est assuré à l'aide de translateurs piézo-électriques. Des surfaces de balayage allant de quelques nanomètres carrés à quelques centaines de microns carrés sont ainsi obtenues. Les vitesses de balayage peuvent être assez importantes : une image de 128x128 points correspondant à une surface de l'objet de quelques nanomètres est régulièrement effectuée en moins d'une minute. L'incertitude en z du déplacement de la fibre est de quelques picomètres, elle dépend essentiellement de la qualité de l'électronique de commande.

Deux modes de détection sont utilisés en microscopie optique en champ proche. Le premier, dit à altitude constante, consiste à balayer la surface de l'objet en gardant la pointe à distance constante d'un plan de référence. La sonde détecte la distribution de l'intensité lumineuse dans le plan de référence au-dessus de l'objet. Le second, dit à intensité constante, consiste à asservir, par voie électronique, l'intensité du signal lumineux détecté sur une valeur de référence. Le signal enregistré est, dans ce cas, la tension électrique de commande du piézo qui est directement liée à la position en z de la sonde détectrice. Ce mode de détection fournit une topographie des lignes d'iso-intensité lumineuse au-dessus de l'objet.

Bibliographie

[1] Vigoureux, J. M.; Courjon, D. Appl. Opt. 1992, 31 (16), 3170-3177.
[2] Reddick, R. C.; Warmack, R. J.; Ferrel, T. L. Phys. Rev. B 1988, 39, 767-770.
[3] Courjon, D.; Sarayeddine, K.; Spajer, M. Opt. Comm. 1989, 71, 15-22 et 23-28.
[4] Barchiesi, D. Thèse de doctorat de l'Université de Franche-Comté, 1993, n° 317.
[5] Girard, C. Pure Appl. Opt. 1992, 1, 157-167.
[6] Vigoureux, J. M.; Girard, C.; Courjon, D. Opt. Lett. 1989, 14 (19), 1039-1041.
[7] Courjon, D.; Vigoureux, J. M.; Spajer, M.; Sarayeddine, K.; Leblanc, S. Appl. Opt. 1990, 29, 3734-3740.
[8] Betzig, E.; Lewis, A.; Harootunian, A.; Isaacson, M.; Kratshmer, E. Biophys. J. 1986, 49, 269-279.
[9] B. Hecht, D. W. Pohl, H. Heinzelmann and L. Novotny, Ultramicroscopy 61 (1-4), 1995, 99-104.
[10] M. García-Parajo, E. Cambril and Y. Chen, Appl. Phys. Lett., 62 (12), 1994, 1498-1500.

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