Teaching and learning process

En la Fig 5.9se muestra un esquema de la geometría utilizada en los experimentos de dispersión Raman en condición de doble resonancia óptica (DRO). Mediante los ángulos φi y φs es posible sintonizar el modo de la cavidad para las energías de la luz incidente

(láser) y dispersada (de menor energía en experimentos Stokes). En los experimentos de dispersión Raman en cavidades de luz e hipersonido presentados en este trabajo, la luz dispersada se colecta en la dirección normal a la superficie de la muestra. Para lograr la condición de DRO, es de suma importancia el ángulo que forma el láser incidente con la cara de la muestra. Mediante un posicionador xy y un goniómetro es posible regular la posición del espejo que determina el ángulo de incidencia sobre la superficie de la cavidad óptica. La lente de focalización también se encuentra montada sobre un posicionador que permite compensar el movimiento del espejo, para mantener la focalización del spot del láser sobre la muestra.

Las mediciones de los espectros de dispersión Raman se realizaron en geometría BS utilizando un láser de titanio-zafiro. Dado que la microcavidad fue crecida con un gradiente de espesores, la energía del modo óptico varía con la posición del spot en la muestra. Cuando la energía del fotón dispersado coincide con el modo de la cavidad óptica, se observa la resonancia simple (saliente). En la Fig. 5.7 se presentan los espectros Raman medidos a temperatura ambiente para diferentes posiciones en la muestra, con un ángulo de

Figura 5.9: Esquema de la geometría utilizada en los experimentos de DRO. La lente de colección subtiende un ángulo π - 2φs. El ángulo de incidencia φise varía para lograr la doble resonancia óptica. Tanto la posición como el ángulo del espejo pueden variarse, al igual que la posición de la lente de focalización para lograr la condición de DRO.

incidencia de aproximadamente 15o, y el láser fijado en una energía de 1.521 eV (815 nm). La energía de la transición electrónica del espaciador acústico se estima en 1.594 eV (778 nm) a temperatura ambiente, determinada por las mediciones de fotoluminiscencia a 80 K y extrapolando la diferencia conocida de los gaps con la temperatura. Los picos y oscilaciones en un espectro Raman entre 8 y 50 cm−1son claramente observables en una única medición debido a la relativamente baja finesse de la cavidad óptica (aproximadamente 300). Las líneas continuas a 17.3, 34.5 y 53 cm−1 indican las posiciones de los fonones acústicos replegados en el centro de la zona de Brillouin (ZC[1], ZC[2] y ZC[3], respectivamente). La línea punteada es una guía para indicar la posición espectral del modo óptico, que a medida que se desplaza el spot sobre la muestra cambia entre 10 y 60 cm−1. Notar que la amplificación selectiva de la emisión de fonones se logra cuando el modo óptico pasa por esas energías, en particular, los picos a 17.3 cm−1 (que corresponde a ZC[1]), y 34.5 cm−1 (correspondiente a ZC[2]) presentan un máximo. Notar también la presencia de oscilaciones entre las bandas prohibidas.

Es posible hacer uso de la dispersión angular de una microcavidad óptica para ampli- ficar adicionalmente la sección eficaz Raman. Cambiando el ángulo de incidencia es posible sintonizar el modo de cavidad con la energía del fotón incidente, logrando una resonancia entrante. A esta condición en que tanto el fotón incidente como el dispersado se encuentran en resonancia con el modo de la microcavidad se la denomina doble resonancia óptica o simplemente DRO [3, 27, 110, 147]. De esta manera, debido a la amplificación resonante del campo eléctrico se produce una amplificación de las señales Raman que resulta aproxi- madamente proporcional a |E|4(veáse ec.5.7). Asimismo, dado el carácter estacionario del campo eléctrico dentro del espaciador de la microcavidad, se tiene acceso a las componentes BS y FS simultáneamente. La línea gruesa en la Fig.5.7corresponde a la condición de DRO que maximiza la intensidad del pico localizado a ∼17.3 cm−1 asociado a los fonones acús- ticos confinados en el primer minigap del centro de la zona de Brillouin (CM). Para esto se elige un ángulo de incidencia de aproximadamente 15 grados, y una energía del láser de 1.521 eV ó 815 nm. Notar como el pico CM se amplifica cuando se logra la condición de DRO, alcanzando un máximo. Eligiendo adecuadamente una combinación de posición

y ángulo de incidencia se puede lograr la condición de DRO para maximizar diferentes bandas espectrales [110,147].

En el panel a de la Fig.5.10, se presentan los espectros experimentales (E) y simulados (S) tomados a temperatura ambiente y con un láser de 1.521 eV (815 nm). Las curvas expe- rimentales corresponden a dos condiciones de DRO: maximizando la señal en ZC[1] y en ZC[3] respectivamente. Las simulaciones fueron realizadas utilizando el modelo fotoelástico, considerando una estructura nominal, y asumiendo que tanto el campo electromagnético incidente como el dispersado tienen la misma distribución espacial dada por la ec.5.6. El espectro simulado fue convolucionado con una distribución gaussiana para tener en cuenta los efectos de resolución experimental limitada (0.4 cm−1). Notar que los picos relacionados con ZE[1], ZC[1], ZE[2], ZC[2], y ZC[3] pueden observarse claramente. Los paneles b y c de la misma figura presentan los espectros tomados en alta resolución correspondientes a las bandas energéticas alrededor de ZC[1] y ZC[2] respectivamente. En el espectro mostrado en la Fig.5.10b se puede identificar un pico intenso correspondiente al modo de cavidad CM, y oscilaciones laterales relacionadas con efectos de tamaño finito [148]. Los picos observa-

Figura 5.10: Panel a: Espectros Raman experimentales (E) y simulado (S). Las curvas experimentales corresponden a dos condiciones de doble resonancia óptica diferentes (ángulo de incidencia y posición sobre la muestra diferentes) tomados a temperatura ambiente y con un láser fijo a 815 nm. El espectro simulado fue convolu- cionado con una distribución gaussiana para tener en cuenta la resolución experimen- tal con que fue tomado el espectro (0.4 cm−1), y multiplicado convenientemente para aproximar la intensidad experimental. Los paneles b y c muestran un detalle de las regiones espectrales correspondientes al primer y segundo minigap en el centro de la zona Brillouin, medidos con una resolución de 0.15 cm−1.

dos entre Osc y CM provienen de contribuciones de toda la estructura acústica, y son el producto de interferencias entre picos normalmente observables en geometrías BS y FS sin confinamiento óptico. Debe señalarse que estos modos no tienen una simetría definida. El espectro mostrado en la Fig.5.10c presenta cuatro picos principales además de oscilaciones laterales. De estos cuatro picos principales, los dos picos exteriores son normalmente ob- servables en BS, y los dos interiores corresponden al pico FS dividido como resultado de una interferencia entre los dos espejos acústicos [149]. Todas estas características son bien reproducidas por las simulaciones mostradas en la Fig.5.10. Como se indicó previamente, en ZC[2] no hay un modo confinado. La tensión asociada a los modos acústicos en esta banda de energía es impar en el espaciador acústico, por lo que todas las contribuciones a la señal Raman provienen de las superredes. De esta manera, el CM es principalmente sensible a la interacción electrón-fonón en el espaciador acústico, mientras que los modos en ZC[2] son sensibles sólo a las interacciones en los espejos acústicos.

La observación de los picos relacionados con ZE y las oscilaciones en la Fig. 5.10a se atribuyen a una resonancia excitónica. En la siguiente sección se presentará un análisis de la amplificación del CM y otras características debidas a esta resonancia excitónica, siempre manteniendo la condición de doble resonancia óptica.