MICROCAVIDADES Y MULTICAPAS COMPLEJAS, SENSORES

Fotomicrografía del corte de una microcavidad óptica con reflectores de Bragg   de 8 pares de capas. Fué obtenida por Claudia Marchi en el Microscopio electrónico de barrido por emisión de campo del CMA de la Facultad de Ciencias Exactas de la Universidad de Buenos Aires.		Fotomicrografía de una de las capas de la microcavidad óptica. Se observa la dirección preferencial de la estructura segun la dirección <100>, asi como una característica dendritica del mismo.

Arriba: Espectros de cavidades ópticas. A la izquierda se observa una cavidad simple con un defecto de 1/2 l₀, cuyo esquema se observa en corte arriba del gráfico. En rojo, línea llena se observa el espectro experimental, y en línea de puntos, en negro se observa la simulación basada en las propiedades ópticas medidas en películas simples. El desfasaje observado se debe principalmente a efectos de polarización que ocurren porque los cambios de concentración del electrolito dentro de la estructura porosa no acompañan a los cambios rápidos de densidad de corriente. A la derecha se observa el espectro de una cavidad triple con defecto del mismo ancho, cuyo esquema se muestra en corte arriba. En lugar de una única resonancia en el centro del gap se observa un triplete. El desdoblamiento se debe a efectos de acoplamiento. Si se introducen mas defectos a intervalos regulares se multiplica el desdoblamiento, y para un gran número de defectos en una estructura regular se obtiene una banda anch dentro del gap, en lugar de la resonancia inicial.

Arriba: El acoplamiento en cavidades múltiples no es el único modo de obtener resonancias múltiples. Si se introducen defectos de ditinto espesor, la resonancia se corre (hacia el azul para cavidades entre 1/4 y 1/2 de l₀ y hacia el rojo para espesores mayores. Eventualmente, si se aumenta suficientemente el espesor del defecto, aparecen nuevas resonancias. En el ejemplo se observa a la izquierda el espectro de una cavidad con defecto de 0.75 l₀. A la derecha se observan los efectos de acoplamiento en una cavidad doble con el mismo tamaño de defecto. Notar de nuevo el desplazamiento hacia el azul respecto del espectro simulado. Los esquemas de arriba muestran en corte la estructura de las microcavidades

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Arriba: Espectro de una microcavidad simple con defecto de espesor óptico igual a 3  l₀.   Se observan varias resonancias dentro del gap fotónico.

El silicio monocristalino es un material de gap indirecto. Esto significa que la base de la banda de conducción no coincide en el espacio de k con el tope de la banda de valencia, y por tanto las transiciones radiativas entre ambas son muy improbables, debido a que precisan del intercambio de fonones para conservar el momento. Además el gap del Si es de 1.1 eV, por lo que la fotoluminiscencia (naturalmente poco eficiente por lo antedicho) ocurre en el infrarrojo. Cuando se producen estructuras en una escala nanoscópica como en el caso del silicio poroso, ocurren dos efectos de naturaleza cuantica: por un lado, la banda prohibida se agranda como consecuencia de efectos de confinamiento cuántico, de modo que la emisión se produce a una energia mayor que puede ser controlada a través del tamaño de la nanoestructura. Por otro lado, debido al principio de incerteza, se ensanchan las bandas en el espacio de k por lo que se relaja la regla de selección del cuasimomento, y la emisión es entonces mucho más eficiente. En la figura se obselva arriba la luminiscencia de una muestra preparada en nuestro laboratorio cuando se la ilumina con luz de 400 nm de longitud de onda. La imagen de abajo corresponde a la muestra iluminada con luz visible. La longitud de onda de De Broglie de los electrones en el silicio es del orden de 5 nm. por lo que los efectos de confinamiendo se producen eficientemente cuando aparecen estructuras menores. En el caso de la muestra ilustrada, el espectro de luminiscencia corresponde a una estructura formada por nanoalambres de un diámetro medio de 2.4 nm.

Arriba: el espectro de luminiscencia del silicio poroso es ancho, como se muestra en linea de puntos en la figura. Sin embargo, cuando el campo se confina en una región, la emisión estimulada resulta afectada por un factor denominada "Factor de Purcel" cuya expresión se indica en la figura, (Q es el factor de calidad y V es el "volumen del modo", que cuantifica el confinamiento del campo. En una microcavidad como las mencionadas anteriormente, cuyo espectro simulado se muestra en negro en la imajen insertada inferior, la intensidad de campo se comporta como se muestra en la imágen insertada superior: la tabla de colores representa en escala logaritmica la intensidad de campo en unidades del campo incidente. Se puede apreciar una zona oscura entre 1.5 y 2.2 eV en la que el campo es pequeño pudiendo llegar a ser 10^-6 veces menor que el campo incidente. Sin embargo, en la resonancia el campo aumenta hasta valores que superan en 10⁴ veces el campo incidente. Como consecuencia el espectro de emisión del silicio poroso confinado en una microcavidad presenta un espectro mucho mas agudo, y con un valor maximo mayor que el correspondiente a una película simple. En rojo se representa dicho espectro, como resultado de una simulación realizada para el caso de la microcavidad indicada. Este efecto puede ser usado para utlizar la luminiscencia como propiedad adecuada para sensores, como se muestra en la figura siguiente.

Arriba: la luminiscencia usada como medio para sensores químicos y biosensores: a la izquierda, una cavidad con defecto grande presenta muchos picos, cuya envolvente resembla el espectro de luminiscencia del silicio poroso en película simple. Cuando se expone esta muestra a un agente que cambia el índice de refracción se producen cambios en la posición de las resonancias, que son fácilmente medibles a través del espectro diferencia, debido a lo agudo de los picos.

A la izquierda se muestra el comportamiento de una muestra que fué oxidada, y sobre la que se inmovilizó un segmento de cadena de ADN. El efecto de corrimiento del espectro se produce únicamente en presencia del ADN complementario. Esta funcionalización de la superficie permite preparar sensores muy específicos.(S.Chan, S. R. Horner, B. L. Miller, and P. M. Fauchet, Mat. Res. Soc. Symp. Proc. Vol. 638 ).

CUASICRISTALES....

Existe un interés en el comportamiento fotónico de estructuras aperiódicas. El espectro de Fourier correspondiente a un cristal periódico infinito perfecto contiene funciones tipo delta centradas en números de onda correspondientes a vectores de la red recíproca (este es el origen de la dispersión de Bragg). Por el contrario, una estructura infinita aleatoria completamente desordenada presenta un espectro de Fourier casi homogéneo. Existen como caso intermedio estructuras aperiódicas, que presentan regularidades en el espectro de Fourier y presentan “pseudo-gaps”. Estos son los denominados cuasicristales. Los ejemplos más comunes de cuasicristales unidimensionales son los construidos en base a las secuencias de Fibonacci y de Thue-Morse. Los espectros de Fourier de los cuasicristales de Fibonacci presentan funciones delta, y los Thue-Morse singularidades. Estas estructuras fotónicas son objeto actual de gran interés. La estructura Thue-Morse se construye alternando las capas A y B con índices de refracción nH y nL respectivamente y de espesor óptico deteminado siguiendo una regla inductiva que permite obtener la estructura de orden (n+1) a partir de la de orden n, sustituyendo A por AB y B por BA. Las estructuras Thue-Morse para los primeros ordenes son: S 0 = A, S1 =  AB, S2 = ABBA, S3 = ABBABAAB, etc. La siguiente figura  muestra el espectro de reflectancia de un cuasicristal.

Thue-Morse S5, construida alternando capas A y B cada una de ellas con un espesor óptico de 175 nm. Los índices de refracción son los mismos usados en las microcavidades de las figuras anteriores.