FR 2882158 A1 20060818 FR 0501526 A 20050215 MICROSTRUCTURE A EMISSION THERMIQUE COHERENTE ET PROCEDE POUR GENERER UN RAYONNEMENT THERMIQUE COHERENT. L'invention se rapporte au domaine des revêtements de surface permettant de modifier les propriétés optiques, et notamment des propriétés d'émission thermique, des matériaux. En particulier, l'invention porte sur une microstructure pouvant constituer un revêtement de surface et présentant une émission thermique au moins partiellement cohérente, et de préférence globalement cohérente. Dans la description qui suit: Par émission présentant une cohérence spectrale partielle , ou quasimonochromatique, on entend une émission constituée d'une ou plusieurs composantes spectrales discrètes, chaque composante ayant une bande fractionnelle étroite (par exemple inférieure à 0,1 ou 0,01). Une émission comportant une seule composante spectrale sera définie spectralement cohérente ou monochromatique . Par émission spatialement cohérente on entend une émission confinée dans une plage relativement étroite de directions, par exemple d'une largeur non supérieure à 20 . Par émission globalement cohérente on entend une émission spectralement et spatialement cohérente. Une source thermique de rayonnement électromagnétique, telle que le filament d'une ampoule à incandescence, est généralement incohérente, aussi bien du point de vue spectral que spatial. Une telle source émet un rayonnement non polarisé et à large bande et présente typiquement une émissivité isotrope (indépendante de la direction) ou lambertienne (émissivité proportionnelle au cosinus de l'angle compris entre la direction d'émission et la normale à la surface de la source). Dans des nombreuses applications il serait utile de disposer d'une source thermique cohérente, permettant de localiser l'émission thermique autour d'une direction d'espace bien définie (cohérence spatiale) et/ou dans une bande spectrale étroite (cohérence spectrale ou temporelle) et/ou d'émettre un rayonnement thermique polarisé. Parmi ces applications on peut mentionner la furtivité infrarouge, le contrôle sur mesure des transferts thermiques radiatifs et l'augmentation de l'efficacité de la conversion photovoltaïque. Récemment, J.-J. Greffet et al. ont mis en évidence une émission thermique directionnelle et cohérente de la part de la surface d'un matériau polaire sur laquelle un réseau de diffraction a préalablement été gravé. Cet effet résulte d'un couplage, rendu possible par le réseau, entre des ondes de surface (phonons-polaritons) et des modes de propagation d'ondes électromagnétiques. Ce résultat est décrit dans l'article: Coherent emission of light by thermal sources , J.-J. Greffet, R. Carminati, K. Joulain, J.-P. Mulet, S. Mainguy et Y. Chen, Nature, 416, pages 61-64 (2002). Malgré son intérêt théorique, l'émission directionnelle de la part d'un réseau de diffraction se prête difficilement à des applications industrielles à cause du coût élevé de la gravure d'un tel réseau de diffraction, qui requiert l'utilisation d'un microscope à force atomique, et de sa grande fragilité, qui limite la stabilité dans le temps des propriétés d'émission. Une limitation encore plus grave est constituée par le fait que l'émission du réseau n'est pas polarisée et que seulement la composante en polarisation P du rayonnement est émise de façon directionnelle, la composante en polarisation S présentant un diagramme d'émission lambertien. Enfin, le rayonnement émis par le réseau de diffraction n'est pas monochromatique, c'est à dire qu'il n'est pas spectralement cohérent. Une émission directionnelle, proche de la normale à la surface, peut être obtenue par l'utilisation de matériaux ayant un indice de réfraction proche de zéro ou négatif. Des tels matériaux, dits aussi métamatériaux, sont en fait des composites constitués d'une structure conductrice périodique dans une matrice diélectrique. Jusqu'à maintenant, cet effet a été observé seulement dans le domaine des micro-ondes et son extension au domaine optique comporte des grandes difficultés techniques. En tout cas, malgré un certain confinement, l'émission reste spectralement incohérente et non polarisée. La démonstration expérimentale de l'émission thermique dans les métamatériaux est décrite dans l'article: A Metamaterial for Directive Emission , S. Enoch, G. Tayeb, P. Saboureux, N. Guérin and P. Vincent, Physical Review Letters, 89, 5 page 2139021 (2002). L'idée à la base de la présente invention est de réaliser un couplage par ondes évanescentes entre des excitations de surface (polaritons) et des modes de propagation d'ondes électromagnétiques à l'aide d'une couche diélectrique formant un guide d'onde planaire. Cela permet d'obtenir une émission quasi-monochromatique (cohérence spectrale) pour au moins une composante de polarisation (P ou S). La cohérence spatiale peut être obtenue à l'aide d'un cristal photonique, qui a aussi la fonction de sélectionner un état de polarisation. Le cristal photonique a aussi l'effet d'augmenter l'émissivité thermique de la structure dans sa bande passante photonique. Ainsi, dans un premier mode de réalisation de l'invention, la microstructure selon l'invention émet un rayonnement thermique présentant une cohérence spectrale partielle; dans un mode de réalisation préféré, elle présente une émission thermique globalement cohérente et polarisée. Des informations générales sur les polaritons peuvent être trouvés dans des textes classiques de physique du solide, tels que C. Kittel, Introduction to Solid State Physics , 6efne édition, Wiley, New York, 1996, ou dans des ouvrages spécialisés, tels que V. M. Agranovich et D. L. Mills Surface Polaritons , North Holland, Amsterdam, 1992. Le couplage par ondes évanescentes entre des polaritons de surface et des modes de propagation est décrit, par exemple, dans l'article de E. Kretschmann et H. Raether, Z. Naturforsch. 23a, 2135 (1968). Des informations générales sur les cristaux photoniques peuvent être trouvées dans l'ouvrage de J. D. Joannopoulos, R. D. Meade et J. N. Winn Photonic Crystals, Molding the Flow of Light , Princeton University Press, Princeton, New Jersey, 1995, ainsi que, pour ce qui concerne plus spécifiquement les cristaux unidimensionnels, dans Optical Waves in Layered Media , P. Yeh, Wiley, New York (1988). L'effet d'augmentation de l'émissivité thermique dans la bande passante d'un cristal photonique est décrit dans l'article de Shawn-Yu Lin, J. G. Fleming, E. Chow, J. Bur, K. K. Choi et A. Goldberg Enhancement and suppression of thermal emission by a three-dimensional photonic crystal , Physical Review B, 62, R2243 (2000). Un premier objet de l'invention est une microstructure pour émettre un rayonnement thermique au moins partiellement cohérent dans une 10 région spectrale prédéterminée, comportant: - un cristal photonique, constitué par un arrangement spatial périodique d'au moins deux matériaux; et une micro-cavité émettrice de rayonnement thermique, ladite micro-cavité étant positionnée à l'intérieur dudit cristal photonique et 15 comprenant: - au moins une couche diélectrique en un premier matériau ayant un indice de réfraction de partie réelle no, ladite première couche diélectrique ayant une première et une deuxième face planes et parallèles; et - une première et une deuxième couche émettrice d'un rayonnement thermique déposées sur la première et la deuxième face de ladite première couche diélectrique, lesdites couches émettrices étant constituées d'un deuxième et un troisième matériau respectivement, lesdits deuxième et troisième matériau ayant un indice de réfraction dont la partie réelle est inférieure à no dans ladite région spectrale; dans laquelle: - ladite couche diélectrique a une épaisseur dp telle que 2nDd/, /Â. >_ 1, pour toute longueur d'onde À comprise dans ladite région spectrale, de manière à constituer un guide d'onde; - lesdits premier, deuxième et troisième matériaux, ainsi 30 que les épaisseurs de ladite couche diélectrique et desdites couches émettrices d'un rayonnement thermique, sont choisis de telle manière que: l'interface entre ladite couche diélectrique chacune desdites couches émettrices d'un rayonnement thermique supporte au moins un mode de polariton de surface dans ladite région spectrale; et ii. au moins un mode du champ électromagnétique guidé 5 dans ladite couche diélectrique et ledit mode de polariton de surface satisfassent à la condition de résonance nnD sin 0 = kPS, où : c c est la vitesse de la lumière dans le vide; kps est le nombre d'onde dudit mode de polariton de surface; 0 est l'angle compris entre les rayons dudit mode du champ électromagnétique et la normale aux faces de ladite couche diélectrique; pour au moins une première fréquence angulaire co comprise dans ladite région spectrale prédéterminée; - ledit cristal photonique présente au moins une bande interdite pour les ondes électromagnétiques, dépendante de l'angle d'incidence et de l'état de polarisation; et - ladite ou lesdites bandes interdites permettent la propagation d'une seule composante spectrale du champ électromagnétique 20 satisfaisant à ladite condition de résonance, pour émettre un rayonnement thermique monochromatique. Selon des modes de réalisation particuliers de l'invention: -ladite couche diélectrique a une épaisseur dD telle que 1 2nDdD / Â Un autre objet de l'invention est un procédé pour modifier les propriétés d'émission thermique d'un corps, comportant le dépôt sur la surface dudit corps d'un revêtement constituant une microstructure selon l'une des revendications précédentes. Ledit dépôt peut, par exemple, être effectué par une méthode choisie parmi la déposition chimique en phase vapeur (CVD) , la déposition chimique en phase vapeur métallo-organique (MOCVD) et l'épitaxie par faisceaux moléculaires (MBE). Encore un autre objet de l'invention est un procédé pour générer un rayonnement thermique au moins partiellement cohérent dans une région spectrale prédéterminée comportant les étapes de: - réaliser une microstructure selon l'une des revendications 10 1 à9;et - amener ladite microstructure à une température T (en K) = 2898 / 2 (en pm), où 2 est une longueur d'onde comprise dans ladite région spectrale prédéterminée. D'autres caractéristiques, détails et avantages de l'invention 15 ressortiront à la lecture de la description faite en référence aux dessins annexés, donnés à titre d'exemple, qui montrent: - les figures la et lb, le principe du couplage par ondes évanescentes entre polaritons et modes de propagation; - la figure 2a, une structure permettant de générer un 20 rayonnement thermique quasi-monochromatique, mais non directionnel ni polarisé ; - la figure 2b, le principe de fcnctionnement de la structure de la figure 2a; - les figures 2c et 2d, son émissivité thermique; - les figures 3a et 3b, l'émissivité thermique du SiC massif, dans un but de comparaison avec l'invention; - la figure 4a, une variante de la structure de la figure 2a; - les figures 4b et 4c, son émissivité thermique; - les figures 5 et 6, respectivement la structure et le 30 principe de fonctionnement d'un mode de réalisation de l'invention, permettant de générer un rayonnement thermique quasi-monochromatique, directionnel et polarisé ; et la figure 7 l'émissivité thermique de la structure de la figure 5. Un polariton est un état fortement couplé entre une excitation d'un solide, telle qu'un phonon, un plasmon, un polaron, un exciton, etc., et le champ électromagnétique (photon) ; en particulier, un phonon-polariton est un polariton dans lequel l'excitation est un phonon optique dans un milieu polaire. Dans la suite, on se limite à considérer des phononspolaritons de surface dans un cristal ionique ou polaire avec deux atomes par cellule élémentaire du réseau cristallin: cela n'est pas essentiel, mais permet de simplifier le traitement mathématique du problème. La figure la montre un échantillon d'un tel matériau MP, par exemple de carbure de silicium (SiC), présentant une surface plane S qui délimite une frontière avec l'espace libre EL. Sur le graphique de la figure 1 b, l'axe des abscisses correspond à la composante parallèle à la surface S d'un vecteur d'onde, et l'axe des ordonnées à une fréquence angulaire w. La courbe 10, pratiquement confondue avec la ligne droite horizontale w=(I)T, montre une portion, pour des vecteurs d'onde petits par rapport aux dimensions de la zone de Brillouin, de la relation de dispersion des phonons transversaux optiques à la surface S du matériau MP en l'absence d'interaction avec le champ électromagnétique. La prise en compte de cette interaction provoque la séparation de la courbe 10 en une branche supérieure 11 et une branche inférieure 12, entre lesquelles se forme un intervalle interdit A. La branche supérieure 11 correspond aux phonons optiques longitudinaux (LO) ; la branche inférieure 12 correspond aux phonons optiques transversaux (TO) ; pour cette raison, les limites inférieure et supérieure de l'intervalle interdit sont indiquées par WT et wL respectivement. Le terme polariton est réservé à la branche inférieure 12; en effet, les excitations longitudinales de la branche 11 ne peuvent pas justement à cause de leur nature longitudinale interagir directement avec des ondes électromagnétiques qui sont, elles, transversales. La relation de dispersion des ondes électromagnétiques dans le vide (espace libre EL) peut être écrite co = ck = c Jk +k1, où k est la composante du vecteur d'onde parallèle à la surface S, k1 est la composante du vecteur d'onde perpendiculaire à cette même surface S et c la vitesse de la lumière. Cette relation définit une droite dont la pente dépend de l'angle d'incidence de l'onde électromagnétique sur la surface S. Les droites 13 et 14 (cette dernière confondue avec l'axe vertical) correspondent aux cas extrêmes d'incidence respectivement rasante (k1=0, w=ckii) et normale (k =0 Vo) : pour tous les angles d'incidence, la droite représentant la relation de dispersion des ondes électromagnétiques qui se propagent à l'extérieur du matériau est comprise entre lesdites droites 13 et 14. Comme aucune de ces droites ne croise la branche inférieure 12, aucun couplage n'est possible entre les phonons-polaritons de surface et les modes de propagation du champ électromagnétique dans l'espace libre EL à l'extérieur de la surface S. La droite pointillée 15, qui croise la courbe 12, est définie par l'équation (O = c-\/k' + ki avec k1 imaginaire: cela correspond à une onde évanescente 0E, qui décroît exponentiellement avec la distance d de la surface et ne transporte pas d'énergie. La figure lb montre donc que les phonons-polaritons de la surface S peuvent exciter dans l'espace libre EL des ondes évanescentes 0E, mais ne peuvent pas exciter des modes de propagation (k réel) : par conséquent ils ne contribuent pas à l'émission thermique du matériau MP. La situation change si, par exemple, on grave un réseau de diffraction sur la surface S: dans ce cas un couplage entre phonons-polaritons de surface et modes de propagation devient possible. II s'agit précisément de l'effet exploité par J.-J. Greffet et al., (voir l'article précité, Nature, 416, pages 61-64 (2002)). Comme il a déjà été discuté plus haut, cette technique présente des nombreux inconvénients qui en limitent l'intérêt pratique. Une autre possibilité, décrite dans l'article précité de E. Kretschmann et H. Raether (Z. Naturforsch. 23a, 2135 (1968)), consiste à lo positionner un prisme de verre, ou un autre matériau transparent à haut indice de réfraction, à contact ou à proximité immédiate de la surface S, avec une face latérale du prisme parallèle à ladite surface. Un rayon de lumière qui rentre dans le prisme et subit une réflexion totale interne sur cette face peut exciter, par couplage par onde évanescente, un phonon- polariton dans le matériau MP. Inversement, la même configuration permet d'extraire de l'énergie du matériau vers le champ électromagnétique. Cette technique ne permet pas d'obtenir un rayonnement thermique polarisé et spatialement cohérent; en outre, le prisme de Kretschmann est encombrant et il n'est pas pratique de recouvrir de prismes une surface S pour obtenir une source étendue. L'inventeur mis en évidence qu'un couplage entre les polaritons de surface et des modes de propagation du champ électromagnétique est également rendu possible par l'utilisation d'une micro- cavité planaire diélectrique. Pour cela, une micro-cavité pC, représentée sur la figure 2a, est constituée par une couche D à faces planes parallèles d'un matériau diélectrique à haut indice de réfraction, par exemple du Germanium (Ge), sur une première face de laquelle est déposée une couche émettrice d'un rayonnement thermique E d'un matériau polaire, tel que du Carbure de Silicium (SiC), ayant un indice de réfraction plus bas. La deuxième face de la couche diélectrique est en contact avec l'espace libre (vide) EL. Tout milieu diélectrique ayant un indice de réfraction plus bas de celui du Germanium (par exemple l'air) peut également être mis en oeuvre. La couche diélectrique D joue un rôle analogue à celui du prisme de Kretschmann, permettant l'extraction d'énergie électromagnétique de la couche émettrice E. La couche E de SiC a, par exemple, une épaisseur de 100 nm et la couche diélectrique D en Germanium une épaisseur de 1 pm. La couche D se comporte comme un guide d'onde mono-mode pour un rayonnement de longueur d'onde (dans le vide) de l'ordre de 10 pm, pour lequel le Germanium est sensiblement transparent. Un tel rayonnement est typiquement émis par un corps à température ambiante: on rappelle que, >> d'après la loi de déplacement de Wien, la position du pic du spectre d'un corps noir à la température absolue T est donnée approximativement par: 2898(,um / K) /lmax T Pour une couche mince de SiC d'épaisseur ds;c, déposée sur 5 un substrat de Germanium, la relation de dispersion des phonons-polaritons de surface est donnée par la relation implicite: (eEL7s,c + esicYEL) (esicy(e + ceYsic)+ [1] où : Yi =k ris' ei i = EL, SiC, Ge; c- kps est le vecteur d'onde des phonons- polaritons de surface; i=EL, SiC, Ge la constante diélectrique de l'espace libre, de la couche E de SiC et de la couche D de Germanium respectivement; Co la fréquence angulaire du rayonnement électromagnétique; c la vitesse de la lumière; et ds;c l'épaisseur de la couche E de SiC (100 nm). L'équation [1] est démontrée dans l'article de A. J. McAlister et E. A. Stern, Physical Review Letter 132, 1599 (1963). Elle peut être résolue numériquement aussi bien pour les modes normaux que pour les modes tangentiels des polaritons de surface. En ce qui concerne le SiC, la constante diélectrique dans la 20 plage de longueurs d'onde compris entre 7 et 14 pm a été calculée sur la base du modèle de Drude: (eGeYsc esir7Ge). (EEZYs(' ESCYEL). exp( 27Sicdsic) = 0 COL COj 1+1 02_02 2 2 iTCO où wL=969 cm-1, WT=793 cm-1, 1=4,76 cm-1, e,,=6,7 et i =,/-1. Pour toutes les valeurs numériques on a fait référence à de E. D. Palik, Handbook of Optical Constants of Solids , l'ouvrage Sic (w) = [2] Academic, San Diego (1998). Bien que cela soit bien connu, on rappelle ici quelques notions fondamentales sur les guides d'onde planaires. Tout d'abord, pour que le rayonnement électromagnétique puisse être piégé à l'intérieur de la couche de Germanium, il faut que l'indice de réfraction du germanium, nGe \/EGe soit supérieur à celui du SiC, ns \s,c dans la région spectrale d'intérêt (X10 pm), ce qui est vérifié. Si, comme dans le cas de la figure 2a, la couche de Germanium est comprise entre une couche de SiC et l'espace libre EL, les modes guidés satisfont à l'équation implicite (équation caractéristique) : knced cr cos oce-s,c 0 - e-f1. = m7r, m E N [3] où : est l'angle compris entre les rayons piégés dans la couche et la normale aux faces de ladite couche, k=2it/2^. ; m est l'ordre du mode (m=0 pour le mode fondamental) et Oce-sic; Ge-EL sont les déphasages subis par une onde électromagnétique lors de sa réflexion sur l'interface Ge- SiC et Ge-espace libre respectivement (relations de Fresnel). La généralisation de l'équation caractéristique au cas où l'espace libre serait remplacé par un milieu diélectrique quelconque ne pose aucune difficulté. Pour qu'une couche diélectrique D puisse supporter au moins un mode de propagation guidée à une longueur d'onde déterminée, il faut que son épaisseur dD soit au moins égale à la moitié de ladite longueur d'onde, divisée par l'indice de réfraction nD du matériau: 2nodD / 1. Pour que cette couche constitue un guide mono-mode, la condition] 2n1d /2 En outre, pour que le rayonnement puisse se propager dans le guide avec une faible atténuation, il faut évidemment que le matériau diélectrique soit sensiblement transparent dans la région spectrale concernée. Cela signifie que l'indice de réfraction dudit matériau diélectrique doit être sensiblement réel; plus précisément, sa partie imaginaire est avantageusement inférieure à 0,01 fois, et de préférence inférieure à 0, 001 fois, sa partie réelle. Dans la suite, dans un but de simplicité, on va indiquer par no la partie réelle de l'indice de réfraction matériau diélectrique et on va négliger sa partie imaginaire. La figure 2b montre la relation de dispersion des phononspolaritons de surface obtenue en résolvant l'équation [1]. On remarque que le fait d'avoir considéré, au lieu d'un bloc massif de SiC, une couche mince déposée sur une couche de Germanium (ou plus généralement d'un matériau diélectrique à haut indice de réfraction) a considérablement modifié la relation de dispersion par rapport au cas de la figure 1 b. En effet, pour des vecteurs d'onde suffisamment grands, les phonons-polaritons de surface peuvent devenir résonants avec le mode guidé à I intérieur de la couche de Germanium et un transfert d'énergie devient ainsi possible. La condition de résonance est donnée par: k = ncesin0=kPs [4] C En particulier, on trouve trois longueurs d'onde qui satisfont à la condition de couplage: XN Z, 10,4 pm, associée aux modes normaux des phonons-polaritons de surface, 2 - 11,8 pm et a.T2 Z' 12,6 pm, associées aux modes tangentiels. L'émission thermique d'un matériau est proportionnelle à la densité d'états des photons qui, à son tour, est proportionnelle à dk/dw, qui, comme on le voit clairement sur la figure 2b, prend une valeur très élevée en correspondance avec les résonances. Il s'ensuit que l'émission thermique est très importante pour les fréquences de résonance. Les droites 21 et 22 de la figure 2b, définies respectivement par les équations w = ck et w = c donnent une interprétation graphique n Ge de la condition de résonance [4] ; les modes des phonons-polaritons de 25 surface qui peuvent entrer en résonance avec le mode guidé dans la couche D sont en effet compris entre ces deux lignes. Les figures 2c et 2d montrent respectivement la composante en polarisation P et celle en polarisation S de l'émissivité thermique de la structure de la figure 2a; par comparaison, les figures 3a et 3b montrent respectivement la composante P et la composante S de l' émissivité thermique du SiC massif. On peut observer que la structure permet effectivement d'obtenir une localisation en fréquence du rayonnement thermique, alors que l'émission du matériau massif est à large bande. Par ailleurs, bien que la micro-cavité pC ne constitue pas une source directionnelle de rayonnement, elle n'est pas non plus lambertienne: les figures 2c et 2d montrent que les modes normaux contribuent principalement à l'émission dans des directions proches de la normale à la surface, alors que les modes tangentiels émettent surtout dans des directions formant des grands angles par rapport à ladite normale. Aussi bien pour le SiC massif que pour la microstructure de l'invention, l'émission thermique a été calculée à l'aide de la loi de Kirchhoff: s(ro) =1 t Mi z w [5] qui lie l'émissivité thermique e(' û) à ne pas confondre avec une constante diélectrique aux coefficients de transmission et de réflexion t(o) et!fco). Ces derniers sont obtenus par un calcul exact des matrices de transfert de la structure. II s'agit là d'une méthode classique, connue, par exemple, de l'ouvrage précité de P. Yeh ainsi que de M. Born et E. Wolf, Principles of Optics , Cambridge University Press, 7eme ed., 1999. On en présente ici un bref rappel. On considère une structure constituée de N couches diélectriques, à l'extérieure de laquelle il y a l'espace vide (on généralise facilement au cas d'un milieu diélectrique); la j-ème couche est caractérisée par une épaisseur di et un indice de réfraction On définit les matrices suivantes: Matrice de transmission entre la i-ème et la j-ème couche: 1/- ru' T _ t vr; 1 où t,7 et r; sont les coefficients de Fresnel pour l'interface entre lesdites couches. Toi et TNO représentent respectivement les matrices de transmission entre le vide et la première couche et entre la N-ième couche et le vide. Matrice de propagation dans la j-ème couche: 25 [6] exp(iO1) 0 0 exp( i O; )2 où ç4. est le déphasage subi par une onde électromagnétique de longueur d'onde dans le vide À.=2/a) lorsqu'elle traverse la j-ème couche de la structure suivant une direction de propagation formant un angle avec la normale à cette dernière: 2rn.d 0, _ ' cos(). On indique par et E;,,- l'amplitude (en champ électrique) des ondes électromagnétiques incidentes respectivement sur la première et sur la dernière couche de la structure en provenance de l'extérieur, et par Eo t+ et Eo r l'amplitude des ondes électromagnétiques sortantes desdites première et dernière couche en direction de l'extérieur. Ces valeurs d'amplitude sont reliées par la relation: 41- E+ \ont' où Z's est la matrice de résonance de la structure, donnée par: AN_I 3 Tpopii+I T 0 [10] La figure 4a montre une variante de la structure de la figure 2a, dans lequel la micro-cavité pC comporte deux couches émettrices identiques El et E2 du matériau polaire (SiC) disposées des deux côtés de la couche de Germanium D. Comme illustré sur les figures 4b et 4c, qui montrent les composantes respectivement en polarisation P et S de l'émission de la structure de la figure 4a, l'interaction entre les phononspolaritons tangentiels provoque un léger décalage spectral des bandes d'émission correspondantes, 12,4 pm et XT2 13 pm et une augmentation de 30% de l'émissivité thermique, qui atteint le niveau du SiC massif. [7] [8] [9] Les structures des figures 2a et 4a permettent donc d'obtenir une émission thermique spectralement confinée (cohérence spectrale partielle), mais non polarisée, ni spatialement cohérente. Un dispositif selon l'invention, qui constitue une source de rayonnement thermique globalement cohérent et polarisé, est obtenu en disposant en contact avec les couches émettrices El et E2 un cristal photonique CP, constitué par un arrangement spatial périodique d'au moins deux matériaux. En particulier, comme illustré sur la figure 5, on considère un cristal photonique unidimensionnel, c'est à dire un empilement de couches de deux matériaux diélectriques ayant un indice de réfraction différent. Plus précisément, on considère des couches de Germanium d'épaisseur di=750 nm qui alternent avec des couches de Tellurure de Cadmium (CdTe) d'épaisseur d2=1110 nm; dans la région spectrale considérée ici, autour de 10 dam, ces deux matériaux sont sensiblement transparents (partie imaginaire de l'indice de réfraction inférieure à 0,01 ou 0,001 fois la partie réelle). Dans le mode de réalisation de la figure 5, le cristal photonique est constitué de N=10 paires de couches (Ge, CdTe), avec la micro-cavité pC de la figure 4 positionnée dans son centre. Deux fois cinq paires de couches constituant le cristal photonique sont disposées de manière symétrique d'une part et de l'autre de la micro-cavité pC. On observe que la structure de la figure 5 a une épaisseur totale de moins de 20pm: il est donc possible de la réaliser sous la forme d'un revêtement de surface à appliquer à un corps dont on veut modifier les propriétés radiatives. Ce revêtement, qui n'est constitué que par des couches planes, peut être fabriqué d'une manière relativement simple et économique par des techniques classiques de dépôt, telles que le dépôt chimique en phase vapeur (CVD), le dépôt chimique en phase vapeur métallo-organique (MOCVD), l'épitaxie par faisceaux moléculaires (MBE), etc. Les coefficients de transmission et de réflexion du cristal photonique CP peuvent être calculés par la méthode des matrices de transfert décrite ci-dessus. Une simplification importante peut être obtenue en appliquant le théorème de Bloch pour relier la valeur du champ électrique dans une section x+d du cristal photonique (d=d1+d2) à sa valeur dans une section x: E;,r = TB E; n = exp(iKd) E;,r out / out x+d \ oret /.x où la matrice de transfert TB est donnée par TB=T12T2propT21 T1prop [12] K est le nombre d'onde de Bloch et les indices 1 et 2 se réfèrent aux couches de Germanium et de Tellurure de Cadmium respectivement. On considère ici le cas particulier d'un bloc de couches à quart d'onde, c'est à dire satisfaisant à la relation n, (wo)d, = nz (w0)dz = 4; ;." = 2Trc/w0, où (Do est la fréquence centrale de la bande interdite fondamentale (la notion de bande interdite est définie plus loin). La relation de dispersion d'un cristal photonique unidimensionnel CP constitué par une alternance de couche de deux matériaux et épaisseurs différents est donnée par: cos(Kd)= -tr(TB) =cos(k,d,)cos(kzd2) + n xsin(k,d,)sin(kzd2) [13] \ 2 / où tr est l'opérateur trace et k; = w n, /c i =1,2. Le théorème de Bloch s'applique rigoureusement pour N-ici, mais il donne d'excellent résultats même pour un nombre de couches relativement petit, tel que N=10. La figure 6 montre la transmittivité du cristal photonique CP sans la micro-cavité pC en son milieu; des segments verticaux identifient les longueurs d'onde XN, 2T1 et 211-2 de la micro-cavité pC. La courbe 51 en trait plein correspond à la transmittivité pour une onde en incidence normale, les courbes 52 en tirets et 53 en trait pointillé au cas de l'incidence à 45 pour des ondes en polarisation P et S respectivement. On observe la présence d'une bande interdite, à l'intérieur de laquelle les ondes électromagnétiques ne peuvent pas se propager, dont la position dépend de l'angle d'incidence desdites ondes électromagnétiques et de leur état de polarisation: il s'agit en effet d'une propriété bien connue des cristaux photoniques. En incidence normale, la longueur d'onde d'émission des phonons-polaritons normaux, 10,4 pm, se trouve à proximité du bord de la bande interdite, en correspondance d'un pic de la transmittivité du cristal photonique. Pour une incidence non normale, il faut distinguer entre la polarisation S et la polarisation P. Dans les deux cas, le bord de la bande se décale vers les courtes longueurs d'onde, mais ce décalage est beaucoup plus important pour la polarisation S que pour la polarisation P. II s'ensuit que l'émission de rayonnement S à 10, 4 pm est sensiblement supprimée, celle du rayonnement P est confinée à des angles d'incidence inférieurs à environ 45 -50 . Le rayonnement associé aux phonons-polaritons tangentiels est entièrement supprimé par le cristal photonique, pour tous les angles d'incidence et les états de polarisation. En d'autres mots, le cristal photonique CP permet la propagation d'une seule des composantes spectrales qui satisfont à la condition de résonance [4] entre phonons-polaritons et modes guidés. En outre, il sélectionne une seule composante de polarisation et une plage restreinte de directions de propagation, pour donner une émission thermique globalement cohérente. Plus généralement, la géométrie de l'arrangement spatial périodique des matériaux constituant le cristal photonique CP et les indices de réfraction desdits matériaux peuvent être choisis de manière à déterminer une ou plusieurs bandes interdites permettant la propagation d'une seule composante spectrale du champ électromagnétique satisfaisant à la condition de résonance [4], et/ou un seul état de polarisation et/ou pour sélectionner une plage déterminée de directions de propagation. Cela permet d'obtenir différentes combinaisons de propriétés de cohérence et de polarisation: cohérence spectrale seule, cohérence spatiale avec une cohérence spectrale partielle, etc. Le choix peut être effectué par des techniques connues par l'homme du métier, telle que la méthode des matrices de transfert décrite ci-dessus. Pour plus de précisions à ce sujet on renvoie aux ouvrages précités de J. D. Joannopoulos et al. et de P. Yeh. La figure 7 montre l'émissivité thermique en polarisation P de la structure de la figure 5, obtenue par un calcul exact des matrices de diffusion et par application de la loi de Kirchhoff [5]. On observe que l'émission est confinée aussi bien spectralement que spatialement: cet effet est dû à l'effet combiné de la micro-cavité pC, qui permet le couplage des phonons-polaritons de surface avec les modes de propagation dans l'espace libre, et du cristal photonique CP, qui a des propriétés de filtrage spectral, spatial et de polarisation. II faut cependant considérer que le cristal photonique est beaucoup plus qu'un simple filtre: à l'intérieur de sa bande passante, la densité des états du champ électromagnétique est augmentée, ce qui a pour effet d'augmenter l'émission thermique. Cet effet a été mis en évidence par Shawn-Yu Lin, J. G. Fleming, E. Chow, J. Bur, K. K. Choi et A. Goldberg dans l'article précité Enhancement and suppression of thermal emission by a three-dimensional photonic crystal , Physical Review B, 62, R2243 (2000). Voir également l'article de C. Luo, A. Narayanaswamy, G. Chen et J. D. Joannopoulos Thermal Radiation from Photonic Crystals: A Direct Calculation , Physical Review Letters, 93, 213905 (2004). L'invention a été décrite en référence à un mode de réalisations exemplaire, mais des nombreuses variantes sont possibles. Par exemple, des matériaux autres que le Germanium, le Carbure de Silicium et le Tellurure de Cadmium peuvent être utilisés en fonction des propriétés optiques, mécaniques et thermiques désirées; on peut même utiliser des matériaux polycristallins cu amorphes. L'invention à été décrite en référence à des couches émettrices en un matériau polaire qui supporte des phonons-polaritons, mais d'autres formes de polaritons peuvent être également exploitées. Par exemple, en utilisant des couches émettrices métalliques, il est possible de coupler au champ électromagnétique des plasmon-polaritons. Par ailleurs, il est également possible d'utiliser deux couches émettrices d'épaisseurs différentes et/ou constituées de matériaux différents. Dans ce cas, l'interface entre ladite couche diélectrique D et une première couche émettrice El peut supporte un premier mode de polariton de surface à une fréquence angulaire co,, alors que ''interface entre la couche diélectrique D et la deuxième couche émettrice E2 supporte un deuxième mode de polariton de surface à une fréquence angulaire Col. Dans ce cas, deux conditions de résonance séparées doivent être satisfaites par lesdits modes de polariton de surface et par deux modes du champ électromagnétique dans la couche diélectrique D, respectivement à une fréquence angulaire (DI et (92.: no sin 0, = ks, et no sin 0, = kPS2, ou: c c - kps, et kPS2 sont les vecteurs d'onde desdits premier et deuxième mode de polariton de surface; - 0, et 02 sont les angle compris entre les rayons dudit premier et deuxième mode du champ électromagnétique et la normale aux faces de ladite couche diélectrique D. Dans les exemples considéré en référence aux figures 4a et 5, les deux couches émettrices El et E2 sont identiques, c'est à dire constituées d'un même épaisseur (100 nm) d'un même matériau (SiC) et la couche diélectrique constitue un guide d'onde mono-mode dans la région spectrale considérée. Par conséquent, dans ces cas particuliers, kP51 = kPS2= kps, 01 = 02 = 0 et co, = col = co. En ce qui concerne la couche diélectrique centrale, constituant un guide d'onde, on observe qu'un guide multi-mode pourrait être avantageusement utilisé, en exploitant les bandes interdites secondaires du cristal photonique, dans le but d'obtenir un diagramme d'émission complexe, avec une pluralité de directions d'émission discrètes. En ce qui concerne le cristal photonique, seul le cas d'une structure unidimensionnelle a été considéré, mais l'utilisation de cristaux photoniques à deux ou trois dimensions ne sort pas du cadre de l'invention. Des structures plus complexes sont également envisageables, par exemple on peut obtenir des propriétés d'émission sur 15 mesure en utilisant une pluralité de micro-cavités noyées dans un même cristal photonique. Enfin, la région spectrale prédéterminée dans laquelle une microstructure selon l'invention présente une émission thermique au moins partiellement cohérente peut être située dans l'infrarouge ou dans le visible et n'est pas nécessairement limitée à 10pm environ. On rappelle à ce propos que, d'après la loi de déplacement de Wien, pour émettre efficacement un rayonnement thermique à une longueur d'onde 2,, un corps doit être amené à une température T de l'ordre de 2898 (pm/ K) / 2. REVENDICATIONS 1. Microstructure pour émettre un rayonnement thermique au moins partiellement cohérent dans une région spectrale prédéterminée, comportant: - un cristal photonique (CP), constitué par un arrangement spatial périodique d'au moins deux matériaux (Ge, CdTe) ; et une microcavité (pC) émettrice de rayonnement thermique, ladite micro-cavité (pC) étant positionnée à l'intérieur dudit cristal photonique (CP) et comprenant: au moins une couche diélectrique (D) en un premier matériau (Ge) ayant un indice de réfraction de partie réelle no, ladite première couche diélectrique (D) ayant une première et une deuxième face planes et parallèles; et - une première et une deuxième couche émettrice d'un rayonnement thermique (El, E2) déposées sur la première et la deuxième face de ladite première couche diélectrique (D), lesdites couches émettrices étant constituées d'un deuxième et un troisième matériau respectivement (SiC), lesdits deuxième et troisième matériau ayant un indice de réfraction dont la partie réelle est inférieure à no dans ladite région spectrale; dans laquelle: - ladite couche diélectrique (D) a une épaisseur dD telle que 2nDdD 1 2 1, pour toute longueur d'onde 2 comprise dans ladite région spectrale, de manière à constituer un guide d'onde; lesdits premier (Ge), deuxième (SiC) et troisième (SiC) matériaux, ainsi que les épaisseurs de ladite couche diélectrique (D) et desdites couches émettrices d'un rayonnement thermique (El, [2), sont choisis de telle manière que: i. l'interface entre ladite couche diélectrique (D) chacune desdites couches émettrices d'un rayonnement thermique (El, E2) supporte 30 au moins un mode de polariton de surface dans ladite région spectrale; et 10 ii. au moins un mode du champ électromagnétique guidé dans ladite couche diélectrique (D) et ledit mode de polariton de surface satisfassent à la condition de résonance no sin 8 = kPS, où : c É c est la vitesse de la lumière dans le vide; É kPS est le nombre d'onde dudit mode de polariton de surface; 8 est l'angle compris entre les rayons dudit mode du champ électromagnétique et la normale aux faces de ladite couche diélectrique (D) ; pour au moins une première fréquence angulaire w comprise dans ladite région spectrale prédéterminée; - ledit cristal photonique (CP) présente au moins une bande interdite pour les ondes électromagnétiques, dépendante de l'angle d'incidence et de l'état de polarisation; et - ladite ou lesdites bandes interdites permettent la propagation d'une seule composante spectrale (a,N) du champ électromagnétique satisfaisant à ladite condition de résonance, pour émettre un rayonnement thermique monochromatique. 2. Microstructure selon l'une des revendications précédentes, dans laquelle ladite couche diélectrique (D) a une épaisseur dD telle que 1 3. Microstructure selon l'une des revendications précédentes, dans laquelle l'indice de réfraction dudit premier matériau (Ge) comporte une partie imaginaire qui est inférieure à 0,01-no et de préférence inférieure à 0,001 Éno. 4. Microstructure selon l'une des revendications précédentes, dans laquelle lesdites première (El) et deuxième (E2) couches émettrices d'un rayonnement thermique sont constituées d'un même matériau (SiC) et présentent une même épaisseur. 10 15 5. Microstructure selon l'une des revendications précédentes, dans laquelle lesdites couches émettrices (El, E2) sont constituées d'un matériau polaire (SiC), et lesdits modes de polariton sont des modes de phonon-polariton 6. Microstructure selon l'une des revendications précédentes, dans laquelle ledit cristal photonique (CP) est un cristal photonique unidimensionnel, constitué par un empilement de couches diélectriques à faces planes et parallèles, orientées parallèlement à ladite couche diélectrique (D) et à ladite ou aux dites couches émettrices d'un rayonnement thermique (E1, E2). 7. Microstructure selon l'une des revendications précédentes dans laquelle ladite micro-cavité émettrice de rayonnement thermique (pC) est positionnée au centre dudit cristal photonique (CP). 8. Microstructure selon l'une des revendications précédentes, dans laquelle la géométrie dudit arrangement spatial périodique et les indices de réfraction des matériaux (Ge, CdTe) constituant ledit cristal photonique (CP) sont choisis de telle manière que ladite ou lesdites bandes interdites permettent la propagation d'un seul état de polarisation de ladite composante spectrale du champ électromagnétique, pour émettre un rayonnement thermique monochromatique et polarisé. 9. Microstructure selon l'une des revendications précédentes, dans laquelle la géométrie dudit arrangement spatial périodique et les indices de réfraction desdits matériaux (Ge, CdTe) constituant ledit cristal photonique (CP) sont choisis de telle manière que ladite ou lesdites bandes interdites permettent la propagation de ladite composante spectrale du champ électromagnétique uniquement pour des angles d'incidence compris dans une plage de largeur inférieure ou égale à 20 , pour émettre un rayonnement thermique monochromatique et directionnel. 10. Microstructure selon l'une des revendications précédentes, dans laquelle les indices de réfraction desdits matériaux (Ge, CdTe) constituant ledit cristal photonique (CP) présentent, dans ladite région spectrale, une partie réelle et une partie imaginaire, ladite partie imaginaire étant inférieure à 0,01 fois, et de préférence inférieure à 0,001 fois, ladite partie réelle. 11. Procédé pour modifier les propriétés d'émission thermique d'un corps, comportant le dépôt sur la surface dudit corps d'un revêtement constituant une microstructure selon l'une des revendications précédentes. 12. Procédé selon la revendication 11, dans lequel ledit dépôt est effectué par une méthode choisie parmi la déposition chimique en phase vapeur (CVD), la déposition chimique en phase vapeur métallo-organique (MOCVD) et l'épitaxie par faisceaux moléculaires (MBE). 13. Procédé pour générer un rayonnement thermique au moins partiellement cohérent dans une région spectrale prédéterminée comportant les étapes de: - réaliser une microstructure selon l'une des revendications 1 à 10; et amener ladite microstructure à une température T (en K) = 2898 / a, (en pm), où ?, est une longueur d'onde comprise dans ladite région spectrale prédéterminée.