Sistemas híbridos basados en grafeno y MoS2-2D para ...

FACULTAD DE CIENCIAS

DEPARTAMENTO DE FÍSICA DE MATERIALES

Sistemas híbridos basados en

grafeno y MoS2-2D para detección

óptica

Memoria para acceder al grado de Doctor realizada por

Sandra Cortijo Campos

Tesis codirigida por

Prof. Alicia de Andrés Miguel

Prof. Carlos A. Prieto de Castro

Instituto de Ciencia de Materiales de Madrid (CSIC)

Tutora: Prof. Luisa E. Bausá López (UAM)

Madrid, septiembre 2021

RESUMEN

Tras la aparición del grafeno, un gran número de materiales bidimensionales

han atraído el interés de la comunidad científica debido a sus potenciales

aplicaciones, que en muchos casos se espera que sean superiores a las del

grafeno. De entre estos materiales bidimensionales destacan los

dicalcogenuros de metales de transición (TMCDs), en particular el disulfuro de

molibdeno.

En este trabajo de Tesis doctoral se ha tenido por objetivo, por una parte, el

diseño y montaje de un sistema apto para el crecimiento y dopado por

distintas técnicas de crecimiento en fase de vapor (CVD, del inglés chemical

vapour deposition y PVT, del inglés physical vapour transport) de

dicalcogenuros de metales de transición, el crecimiento de MoS2

bidimensional por dichas técnicas y el estudio de sus propiedades en función

del método de crecimiento, del número de capas, del tamaño de los copos y

de distintos defectos intrínsecos. También se ha estudiado el efecto que tiene

en la eficiencia de fotoluminiscencia la presencia de nanopartículas de MoO2

en muestras de MoS2 bidimensional crecidas por CVD.

Por otra parte, se ha llevado a cabo el diseño, estudio y desarrollo de

diferentes plataformas basadas en estos dos materiales bidimensionales

(grafeno y MoS2) para su uso en aplicaciones de detección óptica.

El grafeno se ha combinado con nanopartículas de plata para aplicaciones de

detección óptica mediante la amplificación de la señal Raman. La

espectroscopía Raman cumple el requisito de especificidad para la detección

molecular, ya que el espectro de vibración de cada compuesto es único,

pudiéndose utilizar para su identificación. Por esto, durante los últimos años,

la comunidad científica ha hecho un gran esfuerzo para aumentar la señal

Raman, normalmente de intensidad débil, principalmente a través del acoplo

con plasmones localizados resonantes de nanopartículas metálicas, llamado

efecto SERS (del inglés surface enhanced Raman spectroscopy). Sin embargo,

las plataformas SERS presentan serios problemas tales como la estabilidad de

las nanopartículas, su interacción con el analito o la adsorción, distribución y

orientación de las moléculas sobre el sustrato. En este campo, la introducción

de grafeno proporciona varias ventajas como son la estabilización de la

superficie sobre la que se depositan las nanopartículas metálicas, un sustrato

altamente bio-compatible, la modulación de la interacción analito-metal y la

dotación de una vía de desexcitación no-radiativa que elimina la fluorescencia

no deseada de moléculas orgánicas. En concreto, en este trabajo se evalúa la

capacidad para amplificar las señales Raman por parte de NPs de Ag esféricas,

monodispersas, ultra pequeñas (R ~ 2 nm) y libres de impurezas, y se compara

con otras NPs de Ag de mayor tamaño y forma diferente. También se estudia

la relevancia de la distancia entre NPs en el plasmón y en la eficiencia de la

amplificación SERS. Para ello se emplean las señales del grafeno y de una

molécula de referencia como la Rodamina 6G (R6G). Por último, se estudia el

efecto que tiene la combinación los dos tipos de NPs en una misma

plataforma.

La detección de bio-marcadores es de gran importancia para la medicina

preventiva del cáncer y sin embargo es todavía particularmente difícil debido

a su extremadamente baja concentración en sangre y a la complejidad del

medio en el que se encuentran. Por ello, se ha llevado a cabo la

funcionalización tanto del grafeno como del MoS2 para su uso como

componentes clave en aplicaciones de detección de biomarcadores de

proteínas. En el caso del grafeno, se ha se ha diseñado y optimizado una nueva

ruta de síntesis para funcionalizar in-situ grafeno-CVD con grupos carboxílicos

(-COOH) por enlace covalente de una forma controlada. Estos grupos

carboxílicos son necesarios para facilitar la posterior unión con otros grupos

específicos, como las aminas primarias (-NH2), presentes en diferentes

moléculas biológicamente activas (como anticuerpos) y disponer así de

plataformas aptas para sensores ópticos o electrónicos de biomoléculas. Por

otra parte, se ha desarrollado un biosensor en el que se aprovecha la

fotoluminiscencia del MoS2 monocapa para la detección óptica de

biomarcadores a través de los cambios producidos en la fotoluminiscencia tras

la hibridación con el biomarcador correspondiente. En particular, se ha

probado la especificidad para la detección del biomarcador miARN21 del

cáncer de mama.

Índice

1 Introducción...................................................................................... 1

1.1 Materiales 2D ................................................................................... 1

1.1.1 El grafeno: definición, propiedades y caracterización ............. 1

1.1.2 TMDCs: propiedades, producción y caracterización ................ 4

1.2 Plataformas para la detección de moléculas y biomarcadores ..... 17

1.2.1 Nanopartículas: Amplificación de la señal Raman ................. 17

1.2.2 Biosensores basados en materiales bidimensionales ............ 23

1.3 Referencias ..................................................................................... 30

2 Técnicas experimentales.................................................................. 41

2.1 Técnicas de preparación de materiales-2D .................................... 41

2.1.1 Depósito químico en fase de vapor ........................................ 41

2.1.2 Transporte físico de vapor...................................................... 49

2.1.3 Transferencia de materiales bidimensionales crecidos por

CVD/PVT ................................................................................................ 53

2.1.4 Inmovilización de anticuerpos. método carbodiimida ........... 56

2.2 Técnicas de preparación de nanopartículas y láminas delgadas ... 58

2.2.1 Pulverización catódica o sputtering ....................................... 58

2.2.2 Agregación en fase gas para el depósito de nanopartículas .. 60

2.3 Técnicas de caracterización ............................................................ 62

2.3.1 Espectroscopía Raman ........................................................... 62

2.3.2 Espectroscopia de absorción UV-Vis ...................................... 67

2.3.3 Fotoluminiscencia .................................................................. 69

2.3.4 Espectroscopia fotoelectrónica de rayos X ............................ 70

2.3.5 Microscopía de fuerza atómica .............................................. 71

2.3.6 Medidas eléctricas .................................................................. 74

2.4 Referencias ..................................................................................... 76

3 MoS2 bidimensional ........................................................................ 79

3.1 Síntesis de MoS2-2D por técnicas en fase vapor ........................... 81

3.1.1 Síntesis de MoS2-2D por CVD a partir de MoO3 y de S ......... 81

3.1.2 Síntesis de MoS2-2D por PVT a partir de MoS2 en polvo ...... 89

3.2 Estudio de los espectros Raman de MoS2 tridimensional y

bidimensional ............................................................................................. 95

3.2.1 Región I: 100-270 cm-1 ........................................................ 107

3.2.2 Región II: 270-420 cm-1 ....................................................... 116

3.2.3 Región III: 420-500 cm-1 ...................................................... 119

3.2.4 Región IV: 500-650 cm-1 ...................................................... 123

3.2.5 Región V: 650-850 cm-1 ....................................................... 124

3.3 Efectos del tamaño en nanocopos de MoS2 de una y pocas capas ...

...................................................................................................... 126

3.4 Amplificación Raman y de Fotoluminiscencia por Nanopartículas de

MoO2 ...................................................................................................... 138

3.5 Referencias ................................................................................... 149

4 SERS en plataformas de grafeno y nanopartículas de Ag ................. 155

4.1 Tamaño y morfología de las nanopartículas de Ag ultrapequeñas ....

...................................................................................................... 156

4.2 Análisis de los plasmones de las nanopartículas ultrapequeñas:

experimentos y simulaciones ................................................................... 157

4.3 Amplificación Raman originada por las AgNPs de 1.8 nm ........... 165

4.4 Comparación de Películas de Ag Nanoestructuradas y

Nanopartículas de Ag Ultrapequeñas. ..................................................... 172

4.5 Películas de Ag Nanoestructuradas Combinadas con AgNPs de R =

1.8 nm ...................................................................................................... 176

4.6 Referencias ................................................................................... 181

5 Funcionalización de grafeno con grupos carboxílicos para aplicaciones

en biodetección .................................................................................... 185

5.1 Optimización de la funcionalización in-situ de grafeno CVD con

COOH ...................................................................................................... 186

5.2 Caracterización mediante espectroscopía Raman del grafeno

obtenido mediante funcionalización in-situ. ........................................... 188

5.3 Caracterización XPS de grafeno obtenido mediante funcionalización

in-situ. 194

5.4 Caracterización eléctrica del grafeno obtenido mediante

funcionalización in-situ. ........................................................................... 198

5.5 Inmovilización de anticuerpos por el método carbodiimida ....... 203

5.6 Referencias ................................................................................... 208

6 MoS2 monocapa como detector de biomarcadores de cáncer de mama

..................................................................................................... 211

6.1 Caracterización por espectroscopías Raman y de fotoluminiscencia

de plataformas de MoS2 crecidas por PVT sobre zafiro .......................... 212

6.2 Análisis de la fotoluminiscencia del MoS2 monocapa en la detección

de biomarcadores .................................................................................... 215

6.3 Referencias ................................................................................... 225

7 Conclusiones ................................................................................. 229

Anexo .................................................................................................. 237

Publicaciones ....................................................................................... 241

1

1 INTRODUCCIÓN

1.1 MATERIALES 2D

1.1.1 El grafeno: definición, propiedades y caracterización

El grafeno es un material bidimensional formado por átomos de carbono

densamente empaquetados y unidos entre sí por enlaces covalentes con

hibridación sp2 formando una red hexagonal.1 El orbital π restante da lugar a

la carga deslocalizada que le confiere la mayoría de las propiedades

electrónicas1,2 y que hacen de él un material prometedor para su uso en

diversas aplicaciones, entre ellas las de detección.3 Desde su descubrimiento

en 2004, se han realizado observaciones y predicciones teóricas sobre

propiedades como el efecto campo,4 el efecto cuántico Hall a temperatura

ambiente,5,6 la movilidad de portadores y la estructura electrónica.7,8

Figura 1.1. Estructura de bandas del grafeno. Figura adaptada de Ref. 2.

Atendiendo a la estructura electrónica de bandas, el grafeno es considerado

un semiconductor de gap cero. Las bandas de valencia y de conducción

CÁPITULO 1

2

coinciden con el nivel de Fermi en los puntos de alta simetría, K y K’,9 formando

los denominados conos de Dirac, donde la masa de los portadores se puede

considerar nula (Figura 1.1).2 De esta manera, los portadores de carga pueden

moverse a grandes velocidades sin perder energía, consiguiendo movilidades

extraordinarias.

Uno de los métodos más comunes para la producción de grafeno es el

depósito químico en fase de vapor (CVD), ya que, a un precio asequible, es

posible obtener monocapas de grafeno de una alta calidad. Este método

consiste en la descomposición térmica de hidrocarburos, generalmente

metano, dando lugar a la disposición ordenada de los átomos de carbono

sobre un sustrato metálico (Cu o Ru) que se encuentra a altas temperaturas.

A día de hoy, el crecimiento de grafeno por CVD sobre metales es una de las

vías más eficientes para obtener grafeno de alta calidad, aunque presenta el

inconveniente de que para usarlo como componente electrónico es necesaria

su transferencia sobre otro sustrato aislante o semiconductor.

Figura 1.2. Bandas características del espectro Raman del grafeno. Figura adaptada de Ref. 10.

Las características del espectro Raman del grafeno se utilizan comúnmente

para obtener información sobre diferentes parámetros como el número de

capas, la densidad de los defectos puntuales o el tamaño lateral del cristal

Introducción

3

presente en la estructura.11 El espectro Raman de grafeno monocapa presenta

los picos G, situado a ~1580 cm-1, y 2D a ~2700 cm-1. El pico G es el único fonón

Raman de primer orden y está relacionado con la vibración óptica E2g en el

plano. El pico 2D es un proceso de segundo orden doblemente resonante, en

el que intervienen dos fonones de momento opuesto cerca del punto K, y

dispersivo, es decir, su frecuencia varía en función de la energía de excitación

incidente.12 Además, la presencia de defectos en el grafeno induce la aparición

del pico D, aproximadamente a la mitad de la frecuencia del pico 2D (~1350

cm-1), que se debe a los modos de vibración de los anillos de seis átomos y

requiere la presencia de un defecto para su activación (Figura 1.2).10,11

Figura 1.3. a) Espectro Raman de grafeno para 1, 2 y 3 capas y de grafito pirolítico

altamente orientado (HOPG).13 Evolución del espectro Raman de grafeno monocapa

con el aumento de defectos.14

La forma e intensidad de la banda 2D dan información del número de capas

para apilamientos de menos de 5 capas, siempre que el apilamiento de las

capas corresponda bien con el apilamiento de grafito ordenado (Figura 1.3a).12

El cociente entre las intensidades de los picos 2D y G (I2D/IG) confirma el

carácter monocapa del grafeno cuando I2D/IG > 1, típicamente en el rango 2-4.

Sin embargo, la intensidad máxima 2D puede verse reducida por distorsiones

CÁPITULO 1

4

y defectos de la red, de modo que un grafeno monocapa con defectos puede

presentar I2D/IG ≤ 1 (Figura 1.3b).15

La relación de intensidad del pico D al modo G (ID/IG) se utiliza para estimar la

cantidad de defectos del grafeno (Figura 1.3b). Al aumentar el número de

defectos, como por ejemplo la rotura de enlaces sp2, anillos irregulares,

anclaje de grupos funcionales en la red o incluso los bordes de grano de la

propia red, aumenta también la anchura de los picos G y D y la relación ID/IG.15

De este modo, las relaciones I2D/IG y ID/IG proporcionan información sobre la

estructura y la calidad del grafeno a partir de su espectro Raman.

1.1.2 TMDCs: propiedades, producción y caracterización

Después de que el grafeno demostrase que las propiedades de los materiales

bidimensionales (2D) difieren de las de sus equivalentes en volumen, se

impulsó el estudio de más materiales 2D. Como ya se ha dicho anteriormente,

el grafeno tiene gap cero, y esto limita su uso en ciertas aplicaciones. Esto hace

que se necesiten materiales alternativos que presenten intrínsecamente un

gap, como es el caso de los dicalcogenuros de metales de transición (TMDCs,

transition metal dichalcogenides). Estos materiales, al igual que el grafito,

presentan una estructura laminar formada por capas que se mantienen unidas

a través de fuerzas de van der Waals. Su estequiometria es MX2, siendo M un

metal de transición y X un calcógeno. El estudio de los TMDCs monocapa

comenzó alrededor de 2010, principalmente de muestras exfoliadas, ya que la

calidad de las muestras sintetizadas era significativamente menor.16 Sin

embargo, la mayoría de las aplicaciones requieren monocapas con un tamaño

superior a las decenas de micras obtenidas por exfoliación, además de un

método de síntesis eficiente y asequible. Algunos de estos materiales como el

MoS2, MoSe2, WS2 y WSe2 han originado un gran interés debido a sus posibles

aplicaciones en optoelectrónica, como fototransistores,17 transistores de

Introducción

5

efecto campo de alto rendimiento o dispositivos espintrónicos,18 debido a las

importantes modificaciones que se producen en la estructura electrónica de

bandas y en las propiedades ópticas con la variación del número de capas. Esta

amplia gama de aplicaciones puede aumentarse aún más mediante el dopado

o la deformación controlada de los TMDCs. Por ejemplo, el dopado del MoS2

con Mn induce un comportamiento ferromagnético,19 lo que ofrece la

posibilidad de obtener semiconductores 2D ferromagnéticos con un amplio

rango de gaps altamente interesante para la espintrónica. Por otro lado, los

TMDCs también han demostrado tener una excelente biocompatibilidad y una

alta afinidad con ciertas biomoléculas, lo que los convierte en excelentes

soportes para su uso en biosensores.20–24

Figura 1.4. Posibles aplicaciones del MoS2 bidimensional.

CÁPITULO 1

6

Los TMDCs tienen una gran variedad de fases estructurales cristalinas.25,26 En

su forma tridimensional (o de volumen), estos materiales pueden presentar

coordinación prismática trigonal (fase 2H) u octaédrica (fase 1T) dependiendo

de las secuencias de apilamiento entre capas y del entorno de coordinación

del metal de transición (Figura 1.5a).26,27

Figura 1.5. a) Estructuras de celdas unitarias prismáticas trigonales (2H) y octaédricas

(1T), b) vista superior de la estructura cristalina hexagonal de la monocapa de MoS2,

c) Vista lateral de una bicapa de MoS2.

La fase 2H es la predominante y la más estable termodinámicamente para la

mayoría de los TMDCs, mientras que la fase 1T es metaestable y está asociada

a los TMDCs (semi)metálicos.28,29

Este trabajo se enfocará en la fase hexagonal del MoS2. El metal de transición

y el calcógeno están fuertemente unidos mediante enlaces covalentes, dando

lugar a monocacapas de estructura X-M-X, donde los átomos metálicos se

ordenan en una red hexagonal centrada, como se muestra en la Figura 1.5b.

La distancia de enlace entre los átomos de azufre y molibdeno en el MoS2 es

Introducción

7

de 3.16 Å, mientras que la altura de una capa es de aproximadamente 0.7 nm

(Figura 1.5c).30

Algunos TMDCs son materiales semiconductores con un gap indirecto cuando

forman estructuras tridimiensionales, de 1.3 eV en el caso del MoS2. Sin

embargo, el gap indirecto se transforma gradualmente al reducir el número

de capas (N), hasta obtener un gap directo, de ~1.8 eV para el MoS2, cuando

se alcanza la monocapa.30–32 En la Figura 1.6 se muestra la evolución del gap

con el número de capas. Este gap directo da lugar a una fotoluminiscencia (PL)

detectable en el MoS2 monocapa, lo que amplía significativamente sus

posibles aplicaciones en optoelectrónica.33

Figura 1.6 Evolución de los diagramas de bandas calculados por DFT para MoS2 en

volumen, 4L, 2L y 1L. Figura adaptada de la Ref.32.

La fase 2H del MoS2 en volumen pertenece al grupo puntual D6h pero, en el

caso de estar formado por pocas capas se reduce a D3h, para N impar, o D3d,

para N par.34 Esto se debe a que hay dos diferencias importantes en los

elementos de simetría del MoS2 tridimensional y el de pocas capas: i) la falta

CÁPITULO 1

8

de simetría traslacional a lo largo del eje perpendicular a las capas (eje z) y ii)

la presencia o ausencia de un plano de reflexión para N impar o par,

respectivamente.

Una monocapa de MoS2 posee tres átomos por celda unidad y nueve modos

normales en el centro de la zona de Brillouin:35

Γ = 2𝐴2′′ + 𝐴1

′ + 2𝐸′ + 𝐸′′

Donde un modo 𝐴2′′ y otro 𝐸′ son acústicos, otro 𝐴2

′′ es activo en el infrarrojo

(IR), 𝐴1′ y 𝐸′′ son activos en Raman y el otro 𝐸′ es activo en Raman e IR.35,36 En

la Figura 1.7 puede verse la relación de dispersión y la densidad de estados de

los fonones del MoS2 monocapa.

Figura 1.7. Relación de dispersión y densidad de estados de los fonones de MoS2 monocapa. Figura adaptada de Ref 35.

El número de modos se duplica para N>1 ya que la celda unidad se duplica a

lo largo del eje z. Cada modo del MoS2 monocapa se divide en dos: una

vibración en fase y otra fuera de fase de los átomos de las dos capas que

forman la celda unidad. Sin embargo, las débiles fuerzas de van der Waals

presentes entre las capas hacen que los valores de estos modos sean muy

parecidos (<3 cm-1).34

Introducción

9

En el caso del MoS2 en volumen (D6h), hay seis átomos por celda unidad y 18

modos normales en el centro de la zona de Brillouin:

Γ = 𝐴1𝑔 + 2𝐴2𝑢 + 2𝐵2𝑔 +𝐵1𝑢 + 𝐸1𝑔 + 2𝐸1𝑢 + 2𝐸2𝑔 + 𝐸2𝑢

Los modos de vibración activos Raman son los que tienen simetría 𝐴1𝑔, 𝐸1𝑔 y

𝐸2𝑔,35,37 dando lugar a cuatro picos Raman (𝐴1𝑔 + 𝐸1𝑔 + 2𝐸2𝑔). Un modo 𝐴2𝑢

y otro 𝐸1𝑢 son acústicos, otro 𝐴2𝑢 y otro 𝐸1𝑢 son activos en IR, y los demás

son ópticamente inactivos.38

Los modos de vibración para N impar coinciden con los descritos para el MoS2

monocapa (D3h), sin embargo, para N par (D3d) los modos activos los modos

normales son:

Γ = 3𝐴1𝑔 + 3𝐴2𝑢 + 3𝐸𝑔 + 3𝐸𝑢

Donde un modo 𝐴2𝑢 y otro 𝐸𝑢 son acústicos, otro 𝐴2𝑢 y otro 𝐸𝑢 son activos

en IR y los modos con simetría 𝐴1𝑔 y 𝐸𝑔 son activos en Raman. Los modos con

simetría E son doblemente degenerados, por lo que se esperan 4 modos para

MoS2 en volumen, 3 modos para N impar y 5 modos para N par.

Las representaciones irreducibles de los modos y el número de modos

normales de vibración para del MoS2 en volumen y para una o dos capas son

diferentes. Esto se debe a que al variar los elementos de simetría que existen

en cada caso, varía también el grupo puntual que describe cada cristal. En la

Figura 1.8 puede verse una representación de los distintos modos de vibración

de los TMDCs en la fase 2H en volumen, bicapa y monocapa. Como a lo largo

de esta memoria se discutirán espectros Raman de muestras con un número

variable de capas, desde la monocapa (1L) hasta una docena de capas, se

utilizará la nomenclatura de los modos de vibración correspondiente al MoS2

en volumen en todos los casos para simplificar y facilitar la lectura, siendo la

CÁPITULO 1

10

correlación entre los modos activos Raman en 1L-MoS2 y el cristal en volumen

la siguiente: A’1 – A1g, E’- E12g, E’’ – E1g.

Figura 1.8. Simetría y desplazamientos normales de cada modo óptico de vibración

para TMDCs en volumen, bicapa y monocapa. Se indican los modos activos en

Raman (R), en infrarrojo (IR), activos en ambos (IR+R) e inactivos (silent). Figura

adaptada de Ref 39.

Los tensores Raman correspondientes a los grupos puntuales del MoS2

monocapa, número de capas impar (D3h) y MoS2 en volumen volumen (D6h)

son los siguientes:

Introducción

11

En el caso de pocas capas con número de capas par (D3d) los tensores son:

El modo Raman de baja frecuencia (E22g ~35 cm-1) está asociado con las

vibraciones de cizallamiento entre capas, de modo que no aparece en el MoS2

monocapa. Su frecuencia varía con el grosor, lo que permite deducir el número

de capas en el rango entre 1 y 12 capas,40 aunque no suele usarse, debido a

que su baja frecuencia no permite que sea detectado en los sistemas Raman

habituales basados en filtros Notch estándar, utilizados para eliminar la

frecuencia del láser de excitación.

Como se observa en la Figura 1.8, el modo de simetría E1g está asociado con

vibraciones en el plano y tiene una frecuencia de aproximadamente 284 cm-1

en volumen.41 El modo E12g también está asociado con vibraciones atómicas

en el plano, donde los átomos de S y de Mo vibran en direcciones opuestas.

Aparece a una frecuencia de aproximadamente 384 cm-1 para el MoS2

monocapa y de 381 cm-1 para el volumen. Por otra parte, el fonón A1g está

relacionado con las vibraciones de los átomos de S fuera del plano, mientras

que los átomos de Mo permanecen en posición de equilibrio. Su frecuencia es

aproximadamente 403 y 408 cm-1 para el MoS2 monocapa y volumen,

respectivamente.34,39,42

CÁPITULO 1

12

Figura 1.9. a) Espectros Raman de MoS2 para distinto número de capas, b)

frecuencias de los modos A1g y su diferencia en función del número de capas. Figura

adaptada de Ref. 42.

La frecuencia del modo A1g, aumenta al incrementar el número de capas,

mientras que en el caso del modo E12g la frecuencia disminuye.42 En el caso del

modo A1g, en el que sólo intervienen los átomos de S, aumentar el número de

capas implica aumentar el acoplamiento entre ellas debido al incremento de

interacciones S-S de capas adyacentes, lo que se traduce en un

desplazamiento a mayores frecuencias. Sin embargo, en el modo E12g su

desplazamiento está relacionado con un aumento del apantallamiento

dieléctrico de la interacción de Coulomb de largo alcance que se da en MoS2

de varias capas y de volumen.35,42 Por tanto, la identificación del número de

capas se puede obtener directamente de diferencia de las posiciones de los

modos Raman de primer orden, como se muestra en la Figura 1.9b. Este es un

método utilizado sistemáticamente para determinar el número de capas en

estos materiales.

Existen distintos métodos para obtener TMDCs monocapa. Se pueden dividir

en dos grupos principales: “top-down” y “bottom-up”.

Introducción

13

Dentro de los métodos top-down destacan tres técnicas: exfoliación mecánica,

exfoliación en fase líquida, y exfoliación por intercalación química.

La exfoliación mecánica consiste en separar las láminas del TMDC en volumen

utilizando una cinta adhesiva.43,44 La adhesión entre la cinta y el plano basal

del cristal es mucho más fuerte que las fuerzas de van der Waals que hay entre

las capas, lo que permite aislar las láminas. Otra variante es la utilizada por el

grupo de Castellanos-Gómez, donde sustituyen la cinta adhesiva por un sello

viscoelástico, que tiene la ventaja de no dejar restos de adhesivo en las

láminas exfoliadas.45 Este método da como resultado copos de TMDCs de

formas, tamaños y número de capas aleatorios, donde identificar los copos

monocapa es costoso en tiempo, pero de muy alta calidad.

En la exfoliación en fase líquida, los cristales de TMDCs son sometidos a una

fuerte agitación, de modo que las ondas generadas se propagan a través del

disolvente provocando ciclos de alta y baja presión que ayudan a la

exfoliación. Después, los nanocopos de TMDCs que se han exfoliado se

separan del resto de material mediante centrifugación.46–48 En este caso la

forma, tamaño y número de capas de los copos son también muy diversos, y

su calidad es inferior a la obtenida por exfoliación mecánica.

Por último, la exfoliación asistida por intercalación se basa en la inserción de

especies entre las láminas de los TMDCs, ampliando así la distancia entre

capas y debilitando las fuerzas de adhesión entre ellas.49,50 Todos estos

métodos tienen además el inconveniente de dejar posibles restos de reactivos

y disolventes utilizados en el proceso, además de generar copos de tamaños

por lo general inferiores a 10 μm.

En los métodos bottom-up destacan dos técnicas: procesos químicos en

solución, y depósito de vapor, ya sea por vía física (PVT, Physical Vapor

Transport) o química (CVD, Chemical Vapor Deposition).

CÁPITULO 1

14

Entre los procesos en solución se encuentran la síntesis hidrotermal,51 que

utiliza agua como disolvente, y la síntesis solvotermal, que utiliza un disolvente

distinto del agua.52 En ambos casos las reacciones implicadas se llevan a cabo

en un autoclave a temperaturas de aproximadamente 200 ºC y altas presiones.

El resultado suele ser nanocopos multicapa (grosor de unas pocas decenas de

nanómetros) o nanocopos monocapa, con tamaño lateral de también unas

decenas de nanómetros.43

Los métodos PVT se basan en la sublimación del TMDC deseado en su forma

volumen (generalmente en polvo), sometiéndolo a altas temperaturas (800-

970 ºC) y a bajas presiones (<100 mbar).53,54 En los métodos CVD se lleva a

cabo la volatilización y la termólisis de precursores que contienen los

elementos de interés. Los iones de los metales y los calcógenos en fase vapor

reaccionan para formar el monómero del TMDC también en fase vapor, que

es transportado por un gas inerte de para posteriormente depositarse en el

sustrato utilizado.55–57 Después de la nucleación, el crecimiento tiende a ser

bidimensional, lo que da lugar a la formación de islas/copos. El continuo

crecimiento de estas islas puede provocar la coalescencia de las mismas,

formando películas continuas con límites de grano.58 La posibilidad de formar

películas continuas es lo que hace que las técnicas PVT/CVD tomen gran

importancia, ya que la obtención de estos materiales en grandes áreas harían

posible aprovechar todo su potencial en aplicaciones opto-electrónicas.

Lo ideal para la caracterización de materiales es que las técnicas empleadas

sean rápidas, no destructivas, ofrezcan alta resolución espectral y espacial y

ofrezcan información tanto estructural como electrónica. En el caso de los

TMDCs las técnicas más utilizadas son la espectroscopía Raman, la

foluminiscencia (PL) y las espectroscopías ópticas de absorción y reflexión.

La espectroscopía Raman es una de las técnicas más utilizadas para estudiar

los materiales bidimensionales, como se ha visto en el caso del grafeno. Como

Introducción

15

ya se ha mencionado, el espectro Raman del MoS2 da información sobre el

número de capas, pero también puede dar información sobre defectos como

el desorden, la tensión o el dopado.59

Otra de las técnicas más utilizadas para la caracterización de estos materiales

es la fotoluminiscencia. Ésta permite estudiar la calidad cristalina del material,

obtener información fundamental como la determinación del gap, niveles de

impurezas y defectos, además de dar información acerca de los mecanismos

de recombinación. El MoS2 en volumen no emite fotoluminiscencia, sin

embargo, para pocas capas, a medida que el número de capas disminuye,

aparecen dos emisiones pronunciadas a 1.82 eV (680 nm) y 1.98 eV (625

nm) derivadas de las transiciones excitónicas directas en el punto K de la zona

de Brillouin, denominadas excitones A y B, respectivamente.30,32 La diferencia

de energía entre estos dos picos se debe al desdoblamiento espín-órbita de la

energía de la banda de valencia. El MoS2 monocapa es el que presenta una

mayor intensidad de fotoluminiscencia, así como mayor eficiencia cuántica.

La absorción óptica es otra característica de los semiconductores relacionada

con la estructura de bandas. En el MoS2 se observan dos picos de absorción a

1.89 eV (656 nm) y 2.00 eV (620 nm), que corresponden a las transiciones

excitónicas directas en el punto K de la zona de Brillouin (Figura 1.10).

CÁPITULO 1

16

Figura 1.10. Estructura electrónica de bandas de MoS2 monocapa. Se indican con

flechas los excitones A (verde), B (azul) y C (naranja).Figura adaptada de Ref 60.

Además de los excitones A y B, existe otro pico de absorción denominado

excitón C. Su detección se ha relacionado con el anidamiento o “nesting” de

las bandas de la estructura electrónica que se produce cerca del punto Q de la

zona de Brillouin, casi en la mitad de la dirección - K (Figura 1.10).61 Esto

ocurre cuando en la estructura de bandas hay regiones en las que las bandas

de conducción y de valencia son paralelas en energía, lo que implica que

cuando el material absorbe un fotón, los electrones y huecos generados se

propagan con las mismas velocidades, pero opuestas. En el caso del MoS2, el

anidamiento de bandas da lugar a un pico de absorción ancho e intenso

alrededor de los 2.7 eV.

Viendo el importante alcance y potencial de los TMDCs para su uso en

aplicaciones muy variadas y la importancia de disponer de una gran área

superficial para determinadas aplicaciones, en este trabajo se ha llevado a

cabo el diseño y montaje de un equipo apto para el crecimiento y dopado de

TMDCs por distintos métodos en fase de vapor (CVD y PVT). Se ha crecido

Introducción

17

MoS2 por ambos métodos y se han estudiado en profundidad las

características Raman, de fotoluminiscencia y de absorción de las muestras

obtenidas. También se han estudiado los cambios en el espectro Raman de

muestras de MoS2 con distinto número de capas obtenidas por diferentes

métodos (ME, PVT y CVD) y se ha desarrollado un biosensor óptico basado de

MoS2 crecido por PVT para la detección de moléculas presentes en tejidos

cancerosos.

1.2 PLATAFORMAS PARA LA DETECCIÓN DE MOLÉCULAS Y

BIOMARCADORES

1.2.1 Nanopartículas: Amplificación de la señal Raman

La espectroscopia Raman permite la identificación directa de una especie

específica entre diferentes componentes, ya que el espectro vibracional es

una huella dactilar de la molécula. Sin embargo, su eficiencia (o sección eficaz)

es muy baja, aproximadamente 1010 veces menor que la absorción vibracional,

lo que dificulta la detección a bajas concentraciones. La amplificación de la

radiación electromagnética debida a las resonancias plasmónicas superficiales

localizadas (Localized Surface Plasmon Resonances, LSPR) de las

nanopartículas metálicas (NPs) es muy eficiente y se utiliza comúnmente para

detectar señales Raman débiles de analitos diluidos mediante la técnica de

dispersión Raman amplificada en superficie, SERS (del inglés, Surface

Enhanced Raman Scattering).

Cuando una radiación electromagnética incide sobre una nanopartícula

metálica, sus electrones de conducción se desplazan con respecto a los iones

positivos, induciendo una polarización del sistema. La nanopartícula puede

CÁPITULO 1

18

ejemplificarse entonces como un oscilador simple en el que los electrones

libres oscilan coherentemente sujetos a la fuerza impulsora del campo

eléctrico periódico. Esta oscilación coherente se denomina resonancia de

plasmón superficial localizada (LPSR). El término "localizada" indica que las

oscilaciones de los electrones no se propagan porque están confinadas

espacialmente en tres dimensiones por el tamaño finito de la nanopartícula,

mucho menor que la longitud de onda de la luz.62 La Figura 1.11 ilustra las

oscilaciones colectivas de los electrones en una nanopartícula esférica bajo la

acción del campo eléctrico externo.

Figura 1.11. Oscilación colectiva de electrones en una nanopartícula metálica

esférica bajo la acción del campo eléctrico externo. Figura adaptada de Ref 62.

Esto da lugar a enormes aumentos de las señales Raman de los modos de

vibración de las moléculas o los fonones de los sólidos que se encuentran en

las proximidades de las NPs. Es posible aumentar la intensidad de la señal

Raman a través del acoplamiento a las LSPR de las nanopartículas metálicas,

denominado efecto SERS (Figura 1.12a). Esta técnica óptica presenta varias

características importantes para la detección y la identificación de moléculas,

ya que es rápida, asequible, no destructiva, con una resolución

submicrométrica, e incluso en algunos casos permite la detección de

moléculas individuales.63,64 Algunas de las especies químicas que esta técnica

Introducción

19

puede detectar son cationes/aniones tóxicos o radioactivos, nutrientes

iónicos,65 pesticidas,66 drogas y productos farmacéuticos, o materiales

explosivos.67

Figura 1.12. a) Representación del efecto SERS originado por las nanopartículas

metálicas al estar expuestas a una radiación electromagnética I0 y b) de la variación

del campo eléctrico inducido en las NPs polarizadas por la radiación incidente I0.

El factor de amplificación (EF) del efecto SERS se puede evaluar considerando

dos factores multiplicadores, uno para el campo incidente y otro para el

campo emitido (Raman). Por eso, en general, la amplificación es proporcional

a la cuarta potencia del campo eléctrico local. Por otra parte, en una primera

aproximación, la amplitud del campo eléctrico LSPR, E, decae como E ~d-3,

donde d es la distancia molécula-NP, por lo que para que la molécula se vea

afectada por el efecto SERS debe estar muy cerca de la NP (Figura 1.12b).68

La distribución del aumento del campo eléctrico en la superficie de un sustrato

plasmónico es muy poco homogénea y, bajo ciertas condiciones, se amplifica

aún más en regiones espaciales muy pequeñas denominadas puntos calientes

o " hot spots". Estos puntos calientes suelen localizarse en zonas muy

puntiagudas, en espacios muy pequeños entre NPs (nanogaps de 1-2 nm) o en

las regiones entre una nanopartícula y una superficie metálica,69–72 siendo los

nanogaps notablemente más eficientes que las zonas puntiagudas en la

amplificación de las señales ópticas.

CÁPITULO 1

20

La razón por la que los campos generados en los nanogaps entre NPs son tan

altos puede entenderse observando la Figura 1.13, que muestra el caso de una

molécula colocada entre dos esferas metálicas. En la Figura 1.13a el campo

eléctrico se polariza a lo largo del eje principal del dímero, mientras que la

Figura 13b se polariza perpendicularmente al eje. En la polarización a lo largo

del eje, se observa que, al acercar las nanopartículas entre sí, se reduce la

separación entre las cargas superficiales inducidas y, por tanto, aumenta el

campo eléctrico en esa zona. Además, en la polarización de cada NP, no sólo

contribuye el campo externo, sino que también lo hace el dipolo inducido en

la nanopartícula adyacente. Ambos efectos funcionan en la configuración (a),

pero evidentemente no lo hacen en la configuración (b).73

Figura 1.13. Representación de un dímero formado por dos polarizadas por la acción

de un campo eléctrico externo, E0, con una molécula en el centro del hueco. a) E0 se

polariza a lo largo del eje principal del dímero, b) E0 se polariza perpendicularmente

al eje del dímero. Las flechas azules dentro de las nanopartículas representan los

dipolos inducidos. Figura adaptada de Ref. 73.

Los métodos de preparación de NPs metálicas se pueden clasificar en métodos

químicos y métodos físicos. La mayoría de los métodos químicos se llevan a

cabo en disolución, empleando un precursor metálico, un agente reductor y

un agente estabilizante que impida la aglomeración de las NPs. Uno de los

Introducción

21

métodos químicos más utilizados es el método Creighton,74 que consiste en la

reducción de AgNO3 con el agente reductor NaBH4. Este método es el más

popular en la actualidad y da lugar a la obtención de nanopartículas de plata

de aproximadamente 10 nm y con una distribución estrecha de tamaños

(monodispersas). Entre los métodos físicos destaca la técnica de ablación

láser. Esta técnica consiste en enfocar un láser pulsado en un blanco metálico

sumergido en un líquido. La energía del pulso del láser es absorbida por el

blanco generando un plasma que contiene el material ablacionado, que da

lugar a NPs en suspensión por la condensación de los átomos expulsados del

blanco metálico.75,76

Con las técnicas descritas hasta el momento las NPs obtenidas están en

suspensión, pero existen otras técnicas con las que se pueden obtener NPs

directamente sobre el sustrato deseado, como la litografía o la agregación en

fase gas. Uno de los métodos de nanolitografía más utilizados es la litografía

de haz de electrones. Esta técnica consiste en barrer con un haz de electrones

finamente enfocado un sustrato recubierto por una resina sensible a los

electrones, que tras ser lavada con un revelador químico muestra el patrón en

el que posteriormente se deposita el metal deseado y se elimina la resina,

dejando un patrón nanométrico del metal directamente sobre el sustrato.77

Con esta técnica se pueden llegar a obtener nanoestructuras ordenadas de

unos 10 nm de diámetro, pero requiere numerosos pasos y lavados. Por

último, es de destacar la técnica de agregación en fase gas que se basa en la

formación por “sputtering” de un flujo continuo de nanopartículas, creadas

por colisiones dentro de una cámara de agregación, que se deposita

directamente sobre el sustrato. Mediante esta técnica se obtienen NPs

ultrafinas de tamaño controlado (de 1 a ~10 nm de radio, es decir, hasta 106

átomos por partícula) y con distribuciones de tamaño de partícula estrechas

en un entorno limpio y controlado, ya que puede funcionar en alto o ultra alto

CÁPITULO 1

22

vacío, lo que evita la presencia de tensioactivos o cualquier subproducto del

proceso de fabricación que sí están presentes en el resto de técnicas.78,79

Las propiedades ópticas de las NPs dependen en gran medida de su tamaño,

forma y composición, por lo que existe una intensa actividad para optimizar

estos parámetros.80–83 Por ejemplo, la relación de aspecto de nanorods

metálicos permite controlar las longitudes de onda de resonancia y alcanzar

el rango del infrarrojo, que es útil para diferentes terapias.84

Experimentalmente, el tamaño óptimo, incluso para NPs esféricas, no está

claro. Por ejemplo, para NPs de oro individuales, con radios en el rango de 20-

50 nm, se ha reportado que cuanto mayor es el tamaño de la NP,85 mayor es

la amplificación, mientras que para coloides de Ag con radios en el rango de

10-35 nm, el tamaño óptimo es 25 nm,86 parecido al radio óptimo obtenido

por los cálculos Mie para esferas aisladas.87 Para NPs de plata esféricas de

entre 50-65 nm de diámetro los EFs suelen estar en el rango de 104, y en

algunos casos de hasta 106.86,88 Otra cuestión que no está clara es cómo varía

la amplificación Raman con la distancia entre partículas. Debido a los puntos

calientes mencionados anteriormente, el EF depende en gran medida de la

posición de la molécula. Por ejemplo, recientemente se han sintetizado NPs

de Rh ultrapequeñas (~2.5 nm de radio) sobre ADN que muestran un EF

creciente a medida que se reduce la concentración de ADN, probablemente

debido a un aumento de puntos calientes.89 Algunas aplicaciones, como la

detección de una sola molécula, se basan en estos puntos calientes para

obtener el EF de hasta 109, sin embargo, estos experimentos no son fácilmente

reproducibles.90

En este trabajo se evalúa la capacidad de NPs de Ag monodispersas

ultrapequeñas (R = 1.8 nm), para amplificar la señal Raman del grafeno y de

una molécula de referencia como la Rodamina 6G (R6G). Para aprovechar los

altos valores de resonancia de las NPs de mayor tamaño, y la elevada relación

Introducción

23

superficie/volumen de las NPs ultrapequeñas, así como para fomentar la

formación de puntos calientes, se combinan películas delgadas

nanoestructuradas y NPs ultrapequeñas. También se discuten las simulaciones

de plasmón de campo cercano, que incluyen la dependencia del tamaño y la

distancia media entre las NPs.

1.2.2 Biosensores basados en materiales bidimensionales

En los últimos años, materiales bidimensionales (2D) como el grafeno,

dicalcogenuros de metales de transición (TMDCs) o el nitruro de boro

hexagonal (h-BN), han atraído una gran atención como elementos de

transducción y soporte en una gran variedad de tecnologías de biosensores.

Lo que hace interesantes los materiales 2D es la variación de sus propiedades

con respecto a sus formas en volumen. Los materiales 2D pueden

proporcionar una alta densidad de sitios superficiales activos en un área

extensa, lo que les hace ideales para su uso en aplicaciones de biodetección.

Además, la familia de los materiales 2D puede presentar una amplia gama de

propiedades electrónicas, que van desde las metálicas/semimetálicas

(grafeno), hasta las semiconductoras (MoS2, WS2) y aislantes (h-BN). Del

mismo modo, abarcan una amplia gama de propiedades ópticas, la emisión de

fluorescencia. Además, al modificar la química superficial mediante su

funcionalización o la ingeniería de defectos, los materiales 2D pueden ser

adaptados para responder selectivamente a analitos específicos con una

sensibilidad extremadamente alta. Todas estas propiedades, combinadas con

la capacidad de fabricar heteroestructuras (mediante crecimiento directo o

procesos de transferencia) hacen de ellos unos nanomateriales muy

interesantes para biosensores y otras aplicaciones sanitarias.

CÁPITULO 1

24

Dentro del área de los biosensores, un aspecto muy importante es el

diagnóstico precoz de enfermedades graves, que constituye uno de los pasos

esenciales para aumentar la tasa de supervivencia a la enfermedad. Es por

esto por lo que la comunidad científica debe poner énfasis en la mejora de los

métodos de diagnóstico, especialmente mediante procedimientos no

invasivos, como el uso de biosensores selectivos.

Figura 1.14. Esquema de un biosensor básico y sus componentes.

Los biosensores suelen contar con un biomarcador (molécula diana), un

biorreceptor (elemento de reconocimiento) y un transductor compatible (la

plataforma utilizada para convertir lo biológico en señales medibles), papel

que desempeña el material 2D (Figura 1.14).

1.2.2.1 Biosensores basados en grafeno

Existe un gran interés en la utilización del grafeno en aplicaciones de detección

debido a sus propiedades únicas, como son su gran área específica, y

excelentes resistencias térmica y mecánica y conductividad eléctrica.3 En

general, los sensores electrónicos adecuados para detectar biomoléculas

diana se basan en transistores de efecto campo (FET)91,92 y, por lo tanto, en el

caso de los sensores basados en grafeno, es necesario que se preserve su alta

conductividad y movilidad después de su procesado. El grafeno, debido a su

Introducción

25

aromaticidad es químicamente inerte. Al interaccionar con una biomolécula

se produce un enlace π-π no covalente entre los anillos de carbono de la

biomolécula y los del grafeno, manteniendo su aromaticidad, pero perdiendo

capacidades como biosensor debido a la debilidad del enlace. Por este motivo,

la funcionalización del grafeno con grupos oxigenados resulta de gran interés,

ya que son ionizables y altamente reactivos, lo que los hace imprescindibles a

la hora de establecer enlaces que permitan la inmovilización del biorreceptor.

La inmovilización de la biomolécula se puede llevar a cabo mediante enlaces

físicos o químicos. En la adsorción física, aunque se preserva la estructura sp2

del grafeno, y consecuentemente sus propiedades eléctricas, las fuerzas

involucradas son Van-der-Waals, y aunque es el método más sencillo, las

interacciones electrostáticas pueden romperse fácilmente por cambios de pH

o temperatura. Sin embargo, en un enlace químico con unión covalente la

energía de enlace es mucho mayor y por tanto también lo es su estabilidad.93–

95

Un procedimiento común para desarrollar sensores electrónicos es la

adaptabilidad del óxido de grafeno (GO), una forma oxigenada del grafeno que

contiene distintos grupos funcionales en su superficie, como hidróxidos (-OH),

epóxidos, carbonilos (CO) y ácidos carboxílicos (-COOH), que le dotan de un

carácter hidrofílico y una alta reactividad. De entre estos grupos funcionales,

son los -COOH los que proporcionan la bio-conjugación específica para enlazar

de manera covalente la biomolécula. El GO se sintetiza mediante el método

Hummer’s, que consiste en la oxidación del grafito utilizando una mezcla de

ácido sulfúrico, nitrato sódico y permanganato potásico.96 La presencia de

estos grupos oxigenados cambia la hibridación sp2 original del grafeno,

rompiendo la conjugación y modificando así su estructura electrónica y

propiedades. Esto hace del GO un material más fácil de funcionalizar con los

correspondientes biorreceptores, pero no es válido para aplicaciones

conductoras ya que, al romperse la conjugación, empeora la conductividad. Es

CÁPITULO 1

26

posible reducir el GO mediante métodos térmicos, químicos o

electroquímicos, mejorando así sus propiedades eléctricas.97 Algunos de los

agentes químicos más utilizados son la hidrazina, el borohidruro sódico, el

hidruro de litio y aluminio y diversas soluciones alcalinas.98 Sin embargo,

ninguno de estos métodos permite eliminar de forma selectiva los grupos

oxigenados no deseados de forma que permanezcan únicamente los -COOH,

lo que plantea problemas como la eliminación de reactivos, reproducibilidad

y baja conductividad.

Como ya se ha comentado, para el anclaje de los biorreceptores únicamente

son eficaces los grupos -COOH, por lo que la presencia de los otros grupos sólo

tiene efectos negativos, tanto estéricos como por la disminución de

conductividad y movilidad eléctrica.

Otra opción para obtener grafeno con grupos funcionales consiste en

funcionalizar el grafeno monocapa en etapas posteriores a su obtención. La

técnica que más destaca es la oxidación inducida por fases de plasma reactivo.

En este caso el grafeno se expone a un flujo de gas de oxígeno que es excitado

mediante microondas, generando un plasma de oxígeno ionizado que ataca el

grafeno creando defectos y grupos funcionales oxigenados.99–101

Todos estos métodos requieren más de una etapa, además de que no

permiten controlar la composición de grupos funcionales oxigenados. Por ello,

es de gran importancia el diseño de una metodología capaz de implantar

grupos -COOH, de forma controlada y mayoritaria, en la superficie del grafeno.

Anticuerpos y su inmovilización por el método carbodiimida

Los anticuerpos son una de las posibles biomoléculas capaces de reaccionar

con los grupos -COOH y actuar como biorreceptores. Un anticuerpo

(inmunoglobulina, Ig) es una proteína que reacciona contra un agente extraño

Introducción

27

(antígeno).102 Un anticuerpo típico está formado por tres unidades

estructurales básicas. Dos de ellas son idénticas y están implicadas en la unión

del antígeno (brazos Fab, Fragmentos de unión al antígeno). La tercera unidad

Fc (Fragmento cristalizable) está implicada en la unión a las células efectoras

(las células que actúan en la respuesta inmune frente al antígeno), o en este

caso, a la unión con grupos -COOH del grafeno (transductor del biosensor). La

estructura del anticuerpo también se puede ver como un conjunto de cuatro

cadenas polipeptídicas, que consisten en dos cadenas pesadas idénticas que

contienen Fab y Fc, y dos cadenas ligeras, también idénticas, asociadas

únicamente con el Fab (Figura 1.15).102

Figura 1.15. Estructura de un anticuerpo.

Hay cinco clases de anticuerpos o inmunoglobulinas denominadas

inmunoglobulina G (IgG), IgM, IgA, IgD e IgE. El principal anticuerpo en el suero

es la IgG y, además, es también el mejor comprendido en términos de

estructura y el más utilizado en investigación de diagnóstico.103–107

La inmovilización de los anticuerpos por unión covalente resulta atractiva a

nivel industrial debido a que suelen ser métodos sencillos, económicos y

extrapolables a una gran variedad de anticuerpos. La unión covalente se basa

en una reacción entre grupos reactivos de la biomolécula (-NH2) y los grupos

CÁPITULO 1

28

reactivos del soporte (-COOH). La estrategia de inmovilización mediante unión

covalente comúnmente utilizada es el enlace carboxilo-amino, denominado

acoplamiento carbodiimida, que se utiliza para activar y conjugar un ácido

carboxílico por reacción directa con aminas primarias a través de la formación

de enlaces amida estables.108

Las carbodiimidas más utilizadas son la N,N'-diciclohexilcarbodiimida (DCC) y

la 1-etil-3-(3-dimetilaminopropil)carbodiimida (EDC). Estos dos compuestos

contienen en su estructura el grupo carbodiimida (-N=C=N-), altamente

reactivo, capaz de activar los grupos carboxílicos para que después éstos

puedan conjugarse con las aminas presentes en las proteínas.

Figura 1.16. Esquema de reacción de la formación de un enlace amida mediante el método carbodiimida.

La formación del enlace amida a través del método carbodiimida consta de

dos etapas: i) la activación de los grupos carboxílicos por reacción con la

carbodiimida produciendo el intermedio de reacción o-acilisourea y ii) la bio-

conjugación con los grupos amino de las proteínas dando lugar al enlace amida

(Figura 1.16).

En este trabajo se presenta un procedimiento en el que se lleva a cabo la

implantación de grupos carboxílicos durante la síntesis del grafeno por CVD,

evitando concentraciones significativas de los demás grupos oxigenados, y así

disponer de una plataforma apta para sensores ópticos o electrónicos de

biomoléculas.

Introducción

29

1.2.2.2 Biosensores basados en TMDCs

La creciente demanda de sensores sensibles, fiables, rentables y portátiles ha

promovido una enorme investigación sobre nuevos nanomateriales. Entre

ellos, los TMDCs bidimensionales (2D), como el MoS2, han atraído una intensa

atención como materiales funcionales en una gran variedad de aplicaciones

de biosensores.21 En particular, la elevada relación superficie-volumen hace

que el MoS2 2D sea especialmente sensible a los cambios de su entorno. Al

exponerse a los analitos, pueden producirse cambios de señal en sus

propiedades ópticas y electrónicas como resultado de interacciones físicas y

químicas, como la absorción, la transferencia de carga y el dopaje, los cambios

en la permitividad y las vibraciones de la red. Esto hace del MoS2 2D un

material muy prometedor para sensores con una alta sensibilidad y

selectividad.

Los biosensores actuales basados en MoS2 2D se pueden clasificar en varios

tipos, incluyendo dispositivos basados en detección eléctrica y óptica. Se ha

demostrado que los sensores de MoS2 basados en el efecto campo (FETs) son

capaces de detectar proteínas, ADN y otros componentes bioquímicos.23,109,110

En los sensores electroquímicos, diseñados para detectar especies biológicas

iónicas, el electrodo de trabajo se recubre con MoS2.111–114 Por otro lado, El

MoS2 2D tiene un bandgap directo, en el visible (rojo)115 y una buena

estabilidad química en condiciones ambientales,33,116 lo que lo convierte en un

candidato perfecto para biosensores de fotoluminiscencia (PL). La

fotoluminiscencia del MoS2 2D puede sufrir cambios tras la inmovilización de

biomoléculas en su superficie y/o la interacción con ellos.117,118 Además, tras

la interacción con el biomarcador, los procesos de enlace que ocurren cerca

de la superficie del MoS2 podrían producir perturbaciones en la permitividad

dieléctrica local, que también pueden causar alteraciones en la

fotoluminiscencia.119

CÁPITULO 1

30

Entre los biomarcadores más utilizados se encuentra el miRNA21.120 El

miRNA21 es uno de los primeros genes miRNA humanos cuya regulación ha

sido ampliamente estudiada, ya que se ha encontrado que se sobreexpresa en

muchos tejidos cancerosos, como el cáncer gástrico, el de pulmón, el

colorrectal, el de próstata y el de mama.121 El biomarcador típico utilizado es

el miRNA21 complementario (miRNA21-C) o una versión modificada de éste.

Para inmovilizar el biorreceptor sobre el MoS2 se utiliza una secuencia

específica modificada con grupos tiol (-SH). Las moléculas orgánicas con el

grupo funcional tiol tienden a reparar o eliminar las vacantes de S presentes

en la red de MoS2,33,116,122,123 formando un enlace covalente entre la

biomolécula y las láminas de MoS2 en una disposición que permite la posterior

hibridación con el biomarcador.

Con el objetivo de aprovechar las ventajas que proporciona la

fotoluminiscencia del MoS2 para el desarrollo de nuevos biosensores, en este

trabajo se ha utilizado MoS2 crecido por PVT sobre zafiro, como transductor

para el reconocimiento del biomarcador de cáncer de mama miRNA21. Para

verificar la selectividad del biosensor se han empleado biomarcadores de

miRNA21 complementarias y no complementarias.

1.3 REFERENCIAS

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41

2 TÉCNICAS EXPERIMENTALES

2.1 TÉCNICAS DE PREPARACIÓN DE MATERIALES-2D

2.1.1 Depósito químico en fase de vapor

La técnica de depósito químico en fase vapor, llamada CVD por sus siglas en

inglés (Chemical Vapor Deposition) es la principal alternativa a la exfoliación

para la síntesis escalada de materiales bidimensionales.1,2 Este es el caso tanto

del grafeno como de los dicalcogenuros de metales de transición (TMDCs).

Esta técnica presenta varias ventajas con respecto a otras técnicas de

recubrimiento. Algunas de ellas son el control estequiométrico de la

composición de los materiales, un recubrimiento uniforme de los sustratos

independientemente de su forma, o la posibilidad de realizar el depósito de

los materiales en un amplio rango de temperaturas, disminuyendo la

temperatura cuando se utilizan catalizadores.

En su representación más simple, la técnica CVD implica el flujo de uno o más

gases precursores al interior de un reactor, donde tiene lugar una reacción

química y transformación de esos gases en un depósito sólido. Las reacciones

químicas se producen en las superficies calientes y cerca de ellas en un espacio

que se denomina capa límite, dando lugar al depósito de una película del

material sobre dichas superficies. Otra variante consiste en calentar el

producto de partida (sólido o líquido). En este caso, el producto de partida se

puede calentar dentro del reactor donde tendrá lugar la reacción química o en

un contenedor adyacente desde donde se pueda introducir el vapor formado.

Todo este proceso reactivo va acompañado de la producción de subproductos

químicos volátiles. Estos subproductos, así como los gases precursores que no

CÁPITULO 2

42

han reaccionado, son expulsados de la cámara por medio de un flujo de gas

que es extraído por un sistema de vacío.

La secuencia de acontecimientos que tienen lugar durante una reacción CVD

puede resumirse en las siguientes etapas:

a) Transporte de los reactivos desde la entrada de gases por flujo

forzado a la zona de reacción.

b) Reacciones en fase de vapor que forman los precursores gaseosos de

la película y los subproductos.

c) Transporte de los reactivos y sus productos desde la fase gaseosa al

sustrato a través de la capa límite.

d) Adsorción de estas especies en la superficie del sustrato.

e) Difusión en superficie, reacciones químicas e incorporación de estas

especies en diferentes sitios de nucleación y crecimiento.

f) Desorción de los subproductos volátiles de las reacciones en

superficie, a través de la capa límite.

g) Transporte de los subproductos fuera de la zona de reacción.

Las técnicas CVD pueden clasificarse en función de la presión de trabajo,1 ya

que influye enormemente en la termodinámica del proceso. La técnica se

denomina AP-CVD (Atmospheric Pressure Chemical Vapour Deposition)

cuando se trabaja a presión atmosférica o LP-CVD (Low Pressure Chemical

Vapour Deposition) cuando la presión está por debajo de los 10 Torr.1 En

función de la presión se distinguen dos tipos de reacciones: homogéneas o

heterogéneas. En las reacciones homogéneas se forman partículas que

precipitan sobre el sustrato generando puntos de nucleación. Estas reacciones

se ven favorecidas a alta presión. Por otro lado, las reacciones heterogéneas

tienen lugar en la cercanía del sustrato o en la misma superficie, dando lugar

a la formación de películas bidimensionales. En el caso tanto del grafeno como

de los TMDCs se debe favorecer la reacción heterogénea, evitando la

Técnicas experimentales

43

formación de puntos de nucleación y favoreciendo el crecimiento

bidimensional de los materiales, aunque en la mayoría de los casos de

crecimiento de TMDCs por CVD presentes en la literatura emplean presiones

atmosféricas.3–5

En cuanto a la temperatura, la técnica CVD se puede realizar en reactores de

pared caliente o en reactores de pared fría. En estos últimos, el calentamiento

de los sustratos se realiza directamente, ya sea mediante un horno situado en

el interior del reactor o por inducción, mientras que las paredes permanecen

frías. Por otro lado, en los reactores de pared caliente tanto la cámara como

el sustrato se calientan a la misma temperatura. Esto tiene el inconveniente

de la formación de depósitos en las paredes del reactor, sin embargo, la

homogeneidad de la temperatura en una amplia zona del reactor facilita el

depósito del material sobre un gran número de muestras.1

El ajuste de parámetros como la temperatura, la presión, el flujo de gases o la

duración del proceso, permite controlar características como el grosor del

revestimiento, la morfología, cristalinidad, forma o tamaño del producto final.

A continuación, se describen los sistemas CVD empleados a lo largo de este

trabajo.

CÁPITULO 2

44

2.1.1.1 Sistema CVD para el crecimiento de grafeno funcionalizado

Figura 2.1. Esquema del sistema CVD utilizado en la síntesis y funcionalización de

grafeno.

En la Figura 2.1 se muestra un esquema general del sistema de CVD térmico

de pared caliente diseñado y puesto a punto en nuestros laboratorios para la

síntesis y funcionalización de grafeno. El equipo se divide en tres partes:

- Entrada de reactivos, que se compone del sistema de entrada de

gases, en este caso H2 y CH4, regulados por controladores de flujo

másico, y de un horno auxiliar adyacente donde se calienta el

precursor que dará lugar a la funcionalización con grupos carboxílicos

(-COOH). En este caso el precursor es ácido dicloroacético

(Cl2CHCOOH, DCA), cuyo punto de ebullición es 194 °C a presión

atmosférica, por lo que se calienta aparte para generar el vapor que

posteriormente es introducido en el reactor. Su flujo se controla con

una válvula reguladora.

- El reactor, formado por un horno tubular comercial (Hobersal, modelo

ST-145045 monofásico) de 900 mm de longitud y con una

temperatura máxima de trabajo de 1450 °C, y por un tubo de cuarzo

de 50 mm de diámetro, donde se introducirán los reactivos y las

muestras.

Técnicas experimentales

45

- El sistema de vacío, que consta de una bomba turbomolecular unida

en serie con una bomba rotatoria, que permite alcanzar una presión

residual del orden de 10-6 mbar.

Figura 2.2. Diagrama de las distintas etapas en la síntesis de grafeno por la técnica

CVD. Se reflejan tanto las rampas de temperatura como los gases implicados en el

proceso. La línea roja indica el uso de ácido dicloroacético cuando se realiza la

funcionalización del grafeno.

Para la síntesis de grafeno se han empleado como sustrato hojas de cobre

comercial (25 μm de grosor, 99.8 % de pureza, Alfa Aesar), recortadas en

piezas de dimensiones de 2x3 cm, que se colocan en el centro del reactor

sobre un portamuestras de grafito.

La etapa de limpieza del cobre previa al proceso CVD es uno de los factores

más importantes a tener en cuenta para la obtención de un grafeno de alta

calidad.6 Mediante un primer tratamiento se eliminan los contaminantes

orgánicos sumergiendo la lámina de Cu en acetona durante 10 min y después

2h en ácido acético. Posteriormente se realiza una fuerte oxidación al aire a

250 ºC durante 3h para generar óxidos en la superficie lo que permite eliminar

el carbono e hidrocarburos adsorbidos en el cobre durante el tratamiento

0 1 2 3 4 50

20

600

800

1000

1200

T (º

C)

t (h)

(2) (3) (4)(1)

H2

CH4

DCA

CÁPITULO 2

46

posterior a alta temperatura. Con estos dos tratamientos la lámina de Cu está

lista para introducirse en el reactor.

La síntesis de grafeno llevada a cabo consta de las siguientes etapas:

(i) Calentamiento. En esta etapa se calienta el sistema de reacción desde

temperatura ambiente hasta la temperatura de reducción (1015 ºC)

con una rampa de 11 °C/min. El gas utilizado durante esta etapa es H2,

con un flujo de 110 sccm y una presión de 8.5 10-1 mbar.

(ii) Acondicionado del cobre. Se realiza a 1015 °C y tiene una duración de

1h. Se mantiene el flujo de H2 de la etapa anterior para

eliminar/reducir la capa de óxido de cobre formada durante el

tratamiento previo. También se activa la superficie del metal,

aumentando su tamaño de grano y eliminando posibles defectos

estructurales existentes en la superficie.

(iii) Crecimiento. Tiene lugar a 910 °C y su duración es de 30 minutos para

obtener un recubrimiento completo de grafeno monocapa. En el caso

del grafeno funcionalizado esta etapa tendrá distintas duraciones en

función de la muestra. Durante esta etapa se introduce el gas que

actúa como fuente de carbono, en este caso CH4, y se mantiene un

flujo constante de una mezcla H2/CH4 en relación 10:1, obteniendo

una presión dentro de la cámara de 9 10-1 mbar.

(iv) Enfriamiento. El reactor se enfría, manteniendo la atmósfera de la

etapa anterior, a un ritmo de -4.5 ºC hasta 650 ºC, temperatura a la

que la muestra de grafeno es extraída desde el centro del horno hasta

un extremo donde la temperatura es cercana a la ambiente.

En el caso de la síntesis de grafeno funcionalizado in situ con grupos –COOH

tiene lugar una etapa extra:

Técnicas experimentales

47

Funcionalización con ácido dicloroacético (DCA). Esta etapa tiene lugar

inmediatamente después del crecimiento del grafeno y a la misma

temperatura (910 °C). Su duración dependerá de la muestra, variando entre

los 15 y los 30 minutos. En los 20 minutos previos a esta etapa se calienta el

DCA en el horno auxiliar hasta alcanzar los 200 °C a un ritmo de 10 °C/min con

la válvula de paso cerrada, transformándolo en vapor. Cuando comienza la

etapa de funcionalización se introduce un flujo del vapor de DCA en el reactor.

Dependiendo de la muestra se mantendrá, o no, la mezcla de gases H2/CH4.

En algunos casos esta etapa de funcionalización se puede ver extendida

abarcando parte del enfriamiento, manteniendo el flujo de DCA durante los

primeros minutos de la rampa de bajada de temperatura. Esta etapa viene

marcada en el diagrama de rampas de temperatura de la Figura 2.2 por una

línea gruesa roja.

2.1.1.2 Equipo CVD para la síntesis de TMDCs

En la síntesis de dicalcogenuros de metales de transición (TMDCs)

bidimensionales vía CVD se produce la sulfurización del óxido del metal de

transición. Para llevar a cabo el dopado de estos materiales, es necesario

introducir además un reactivo que contenga el elemento con el que nos

interesa dopar. Los productos de partida son sólidos en condiciones normales,

y se utiliza argón como gas para transportar los materiales vaporizados a lo

largo del reactor.

En primer lugar, se realizó el montaje de un sistema sencillo para la síntesis de

MoS2 por CVD utilizando como productos de partida óxido de molibdeno (VI)

y azufre (Figura 2.3), ya que es el método de síntesis más referenciado en la

literatura.

Este primer sistema consta de un tubo de cuarzo de 38 mm de diámetro

(reactor) y un horno tubular de 400 mm de longitud. En ambos extremos se

CÁPITULO 2

48

han acoplado dos piezas metálicas rodeando el tubo con dos o-ring haciendo

presión entre dichas piezas y el reactor, lo que permite obtener una presión

base de vacío del orden de 10-4 mbar. Dichas piezas tienen una terminación en

forma de brida estándar KF40, lo que permite anclar por un extremo el sistema

de extracción de gases y por el otro un adaptador con tres salidas. En estas

tres salidas se han acoplado un medidor de vacío, la entrada de gases, y una

barra de transferencia que permite manipular la barquilla que contiene el

azufre una vez haya comenzado el proceso. La entrada de Ar consiste en un

tubo flexible conectado a un controlador de flujo másico (MFC) que regula el

flujo de gas.

Durante el proceso de síntesis, es necesario que el azufre se caliente a 200-

250 °C, pero su punto de fusión a presión atmosférica es 115 °C, por lo que se

utiliza una barra de transferencia para colocarlo en la zona a 200-250 °C en el

momento en que el óxido de molibdeno haya alcanzado su temperatura

correspondiente, evitando así que el azufre sea transportado antes de que

pueda tener lugar la reacción.

El sistema de extracción de gases consta de una bomba turbomolecular

descargada por una bomba primaria. Se utiliza el sistema completo para la

limpieza del reactor previa a la síntesis (presión residual 10-4 mbar). Durante

la síntesis se desconecta la bomba turbomolecular y se trabaja únicamente

con la bomba primaria. Además, se instaló una válvula regulable entre el

reactor y el sistema de vacío para variar la presión dentro del reactor sin tener

que modificar el flujo del gas de transporte y viceversa.

Técnicas experimentales

49

Figura 2.3. Esquema del sistema CVD empleado en la síntesis de MoS2 a partir de

MoO3 y S.

En este trabajo se ha sintetizado MoS2 sobre sustratos de silicio (100), sílice

vítrea y zafiro (0001). Se han empleado como reactivos óxido de molibdeno

(VI) (Alfa Aesar, 99.95%) y azufre (Puratronic, 99.999%). El óxido de molibdeno

se calentó a temperaturas entre 680-715 ºC, mientras que el azufre se calienta

a 200 ºC. Se emplearon flujos de Ar entre 20 y 100 sccm y presiones entre 10-

2-1 mbar.

2.1.2 Transporte físico de vapor

La técnica de transporte físico de vapor, llamada PVT por sus siglas en inglés

(Physical Vapor Transport) es una alternativa al CVD para el crecimiento de

materiales bidimensionales. En este caso el material evaporado tiene la misma

composición que el material a depositar, por lo que no se produce ninguna

reacción química durante el proceso. El material que se evapora es

transportado a lo largo del reactor por un gas inerte, en nuestro caso Ar, hasta

alcanzar los sustratos donde se deposita formando el material bidimensional.

Aunque en algunos trabajos de la literatura se refieren a este método también

como CVD,7,8 aquí se ha querido diferenciarlos ya que los mecanismos de

formación del MoS2 son muy diferentes.

CÁPITULO 2

50

2.1.2.1 Sistema PVT para la síntesis de TMDCs utilizado en la

Universidad de Alabama

El sistema consta de un tubo de cuarzo de 2 m de longitud y 2.5 mm de

diámetro, que pasa a través de dos hornos tubulares independientes, de 30 y

100 cm de longitud (Figura 2.4). Este último puede abrirse, lo que permite el

enfriamiento rápido tanto de los sustratos como de los reactivos que se

encuentren en su interior. Durante el proceso el gas transportador se

introduce por un extremo del reactor mediante un controlador de flujo

másico, y se extrae por el otro extremo a través de una bomba primaria. En

este sistema, la limpieza previa al crecimiento de las muestras se realiza

mediante tres purgas consecutivas utilizando primero nitrógeno y después

argón.

Figura 2.4. Esquema del sistema PVT empleado en la Universidad de Alabama para la

síntesis de MoS2 a partir de MoS2 en polvo.

Las muestras de MoS2 obtenidas en este equipo se crecieron sobre sustratos

de zafiro (0001) utilizando como producto de partida MoS2 en polvo (Alfa

Aesar, 99%). El MoS2 en polvo se calienta a 970 ºC y los sustratos a 800 ºC

aproximadamente. El flujo de Ar durante el crecimiento fue 20 sccm y la

presión 10 mbar.

Técnicas experimentales

51

2.1.2.2 Sistema PVT para síntesis y dopado de TMDCs (ICMM-CSIC)

Se diseñó un sistema similar al utilizado en la Universidad de Alabama para

poder llevar a cabo la síntesis y el dopado de TMDCs tanto por CVD como por

PVT (Figura 2.5). Para ello es necesario contar con un sistema que nos permita

controlar la temperatura de manera precisa en distintos puntos del horno, ya

que todos los productos de partida son sólidos a temperatura ambiente y cada

uno tiene un punto de fusión distinto. Por ello, se diseñó un sistema que

consta de un único reactor y de tres zonas calefactoras móviles e

independientes. Durante el proceso, el gas transportador se introduce por un

extremo del reactor mediante un controlador de flujo másico y se extrae por

el otro extremo junto con los productos no deseados a través de una bomba

primaria.

Figura 2.5. Esquema del sistema CVD/PVT diseñado para la síntesis y dopado del

MoS2.

Horno CVD

El sistema consta de un tubo de cuarzo de 120 cm de longitud y 3.8 mm de

diámetro, denominado reactor, que pasa a través de tres hornos tubulares

independientes unidos a un rail paralelo al reactor, lo que permite

desplazarlos horizontalmente mientras el tubo de cuarzo permanece fijo. Que

sean móviles tiene principalmente dos ventajas. Por un lado, permite ver las

posiciones de los reactivos y los sustratos dentro del reactor, para que sean

las deseadas. Por otro lado, permite llevar a cabo un enfriamiento rápido de

CÁPITULO 2

52

las muestras cuando sea necesario, ya que se puede dejar la parte del reactor

que interese expuesta a la temperatura ambiente.

La temperatura de los tres hornos se regula a través de tres controladores

programables PID eurotherm modelo 3216, que permiten el diseño de las

rampas necesarias para llevar a cabo las distintas síntesis. La temperatura de

cada horno se mide con un termopar tipo K, colocado en el centro de cada

zona.

Los extremos del reactor están unidos a dos piezas metálicas interiores con

dos O-ring en cada una de ellas situados entre el tubo de cuarzo y la pieza

metálica, obteniendo una presión residual del orden de 10-5 mbar. Estas dos

piezas tienen una terminación de brida estándar KF40, permitiendo la unión

del sistema de entrada de gases en un extremo y del sistema de vacío en el

otro. La introducción de los reactivos y los sustratos en el reactor se realiza

por cualquiera de los dos extremos hasta las posiciones adecuadas. En la parte

exterior de los extremos del reactor se han fijado otras dos piezas metálicas

que lo fijan al rail, sosteniendo el peso de todo el sistema y evitando que

recaiga sobre el tubo de cuarzo.

Sistemas de introducción y extracción de gases

Un extremo del reactor está unido al sistema de entrada del gas de transporte,

Ar. Su flujo está regulado por un controlador de flujo másico (MFC) de la marca

Bronkhorst mediante el software suministrado por la misma marca. El

controlador tiene una capacidad de flujo máxima de 750 sccm. El otro

extremo está unido al sistema de vacío, compuesto por una bomba

turbomolecular descargada por una bomba primaria, que se utiliza como

medio de limpieza previa a cada síntesis, alcanzando una presión residual de

10-5 mbar. Durante la síntesis la presión requerida es mayor (1-10 mbar), por

lo que se aísla la bomba turbomolecular con un bypass para evitar que esté

Técnicas experimentales

53

sometida a dicha presión y que se contamine, de modo que el gas es extraído

únicamente con la bomba rotatoria.

Aunque este equipo se ha diseñado para crecer MoS2 tanto por CVD como por

PVT, durante este trabajo, sólo se han crecido muestras por el método PVT.

Para ello se ha empleado como producto de partida MoS2 en polvo (Alfa Aesar,

99%). Se ha depositado sobre sustratos de zafiro (0001) y sobre obleas de Si

con una capa de SiO2 de 300 nm. El flujo de Ar empleado es 20 sccm y la

presión 1 mbar.

2.1.3 Transferencia de materiales bidimensionales crecidos por

CVD/PVT

2.1.3.1 Transferencia de grafeno y grafeno funcionalizado

Una vez crecida la capa de grafeno sobre la lámina de Cu suele ser necesario

transferirla a sustratos aislantes para su posterior caracterización o estudio de

sus aplicaciones. En muchas de las aplicaciones del grafeno, el cobre no es un

sustrato adecuado, ya que al ser un material conductor enmascara e interfiere

con algunas de las propiedades del grafeno. Existen diferentes protocolos para

llevar a cabo la transferencia de grafeno crecido por CVD, siendo el más

utilizado el método que emplea el compuesto polimérico PMMA

(polimetilmetacrilato) como soporte.

Figura 2.6. Etapas del proceso de transferencia de grafeno.

CÁPITULO 2

54

La transferencia de grafeno utilizando PMMA llevada a cabo en nuestro

laboratorio (Figura 2.6) puede dividirse en las siguientes etapas:

(i) Recubrimiento con PMMA: se prepara una disolución de PMMA en

anisol de 2 ó 6% y se deja en agitación durante 3 días. El recubrimiento

de la muestra se lleva a cabo mediante la técnica de “spin-coating”,

para ello se deposita una gota de 8.5 μl sobre la muestra a transferir y

se somete a 1500 rpm durante un minuto. Por último, se calientan las

muestras sobre una placa calefactora a 130 ºC durante 15 min para

curar el polímero y después se dejan reposar al aire durante al menos

24 h para asegurar el secado completo. En el caso de las muestras de

grafeno se utiliza la disolución de PMMA del 2%. En las muestras de

grafeno funcionalizado, la presencia de defectos las hace más frágiles,

por lo que se emplea una disolución del 6%.

(ii) Eliminación del cobre: para poder eliminar el cobre de forma

satisfactoria es necesario eliminar los posibles restos de PMMA en la

cara posterior del cobre utilizando acetona. Después se coloca la

muestra PMMA/Gr/Cu en un vidrio de reloj y se añaden 0.5 ml de una

solución ácida de FeCl3 (2.8 M) que ataca el cobre, agitando

suavemente durante 5 minutos a 40 °C. Este proceso se repite tres

veces hasta haber eliminado el Cu por completo, enjuagando la

muestra con agua desionizada entre cada repetición. En el caso de las

muestras funcionalizadas suele ser necesario repetirlo más de tres

veces ya que suelen quedar más restos de PMMA en la parte posterior

de la muestra.

(iii) Lavados con H2O desionizada y HCl: con la muestra PMMA/Gr aun

sobre el vidrio de reloj se realizan varios enjuagues a temperatura

ambiente de 30 min con agua destilada y un enjuague de 10 min con

una solución de HCl al 10% para eliminar posibles impurezas.

Técnicas experimentales

55

(iv) “Pesca” con sustrato: la muestra (PMMA/Gr) se encuentra flotando

sobre agua destilada en el vidrio de reloj. a continuación, se sumerge

el sustrato sobre el que se va a transferir la muestra en un ángulo de

30° y se va eliminando el agua con una pipeta, de modo que a medida

que el nivel de agua disminuye el PMMA/Gr se fija sobre el sustrato.

Por último, se seca la muestra a 90 °C durante 2h y después se somete

a vacío (10-2 mbar) para asegurar su adherencia al sustrato.

(v) Eliminación del PMMA: se coloca la muestra (PMMA/Gr/sustrato)

sobre un vidrio de reloj, se añade acetona hasta cubrirla y se calienta

a 50 °C mientras se agita suavemente para favorecer la disolución del

PMMA. Este proceso se repite varias veces enjuagando la muestra

entre cada repetición con más acetona. Después se calienta a 45 °C

durante 20 minutos para eliminar posibles restos de acetona. Para

finalizar, se calienta la muestra (Gr/sustrato) a 250 °C en condiciones

de vacío (10-4 mbar) durante 3 horas para eliminar posibles residuos

de PMMA.

2.1.3.2 Transferencia de MoS2-2D

El método de transferencia que se describe a continuación es el utilizado en el

grupo del Dr. Kung en la Universidad de Alabama durante mi estancia. Al igual

que en el caso del grafeno se emplea el polímero PMMA. Las etapas son las

siguientes:

(i) Recubrimiento con PMMA: Se coloca la muestra a transferir sobre

una placa calefactora a 100 ºC. A continuación, recubren la muestra

con una solución de PMMA en anisol y se deja secar durante 10 min.

(ii) Retirada del sustrato original: Se enfría la muestra a temperatura

ambiente y después se sumerge en agua destilada a durante dos

CÁPITULO 2

56

minutos. Con ayuda de unas pinzas se levanta la capa de PMMA y con

ella el MoS2 que hay debajo (PMMA/MoS2).

(iii) Transferencia sobre el nuevo sustrato: se retira el exceso de agua del

PMMA/MoS2 con una pistola de N2 y se coloca sobre el nuevo sustrato

(PMMA/MoS2/Sust). Después se calienta a 100 ºC durante 10 min.

(iv) Eliminación del PMMA: se cubre la muestra con acetona y se deja

reposar durante 5 min. Se repite este proceso hasta haber eliminado

por completo el PMMA.

2.1.4 Inmovilización de anticuerpos. método carbodiimida

El método carbodiimida se utiliza para la inmovilización covalente de

anticuerpos en sustratos con grupos -COOH mediante la formación de enlaces

amida entre esos grupos carboxilo y los grupos amina de los anticuerpos.9,10

la inmovilización de los anticuerpos mediante el método carbodiimida consta

de dos etapas: (i) la activación de los grupos carboxílicos via enlaces

carbodiimida y (ii) la bio-conjugación con los grupos amino de las proteínas.

(i) Activación de los grupos carboxilo via enlace carbodiimida. En primer

lugar se utiliza la carbodiimida N‐(3‐dimetilaminopropil)‐N’‐

etilcarbodiimida (EDC) que forma un intermedio activo con los grupos

carboxílicos, susceptible de ser atacado por aminas, denominado O-

acilisourea. Este compuesto es altamente inestable debido a que se

hidroliza fácilmente en ausencia de grupos amino. Por ello esta

reacción se realiza en presencia de N‐hidroxisuccinimida (NHS), que

reacciona con el intermedio formado dando lugar a otro intermedio,

denominado éster-NHS, más estable y que favorecerá la reacción de

inmovilización. En las Figura 2.7 y 2.8 se han representado las etapas

que tienen lugar y las especies intermedias y subproductos que se

producen.

Técnicas experimentales

57

Figura 2.7. Esquema de las reacciones implicadas en la activación de los grupos

carboxilo.

(ii) Bio-conjugación con grupos amino de proteínas. Las aminas

primarias presentes en los extremos de las cadenas polipeptídicas de

los anticuerpos reaccionan con el éster-NHS formado en la etapa

anterior. El enlace formado es un enlace covalente amida (CO-NH).

Figura 2.8. Esquema de la reacción de inmovilización de anticuerpos por medio del

compuesto éster-NHS.

El proceso experimental se llevó a cabo en las siguientes condiciones: los

grupos carboxílicos presentes en las muestras de grafeno funcionalizado se

activan incubando las muestras durante 30 minutos a temperatura ambiente

y en continua agitación en un recipiente con 2 mL de solución tampón fosfato

0,1 M (PBS, pH 6) a la que se añadieron 900 µL de una disolución de NHS

(2mg/ml, 98%, Sigma Aldrich) y 600 µL de una disolución de EDC (2mg/ml,

98%, Sigma Aldrich). Después, se lavaron tres veces en agua ultra pura seguido

de una solución de PBS. A continuación, las muestras se sumergen durante 2

Cadena-COOH NHS-ésterO-Acilisourea

NHS EDC

Cl-

Isourea

R R R

Anticuerpo

NHS

R R

Éster-NHSAnticuerpo

inmovilizado

CÁPITULO 2

58

horas a temperatura ambiente en una solución de anticuerpo diluida (2 mL

PBS + 100 L anticuerpo, pH 7.4) en continua agitación. Una vez finalizado el

proceso, las muestras se lavan con agua ultra-pura y se almacenan a

temperaturas entre 2 - 8 °C en una solución de PBS 0.1 M.

El anticuerpo utilizado es el comercial de Sigma-Aldrich “Monoclonal Anti-

Human IgG1 Clone 8c/6-39 FITC Conjugate Purified Mouse Immunoglobulin”

producido en ratones. Dicho anticuerpo (anticuerpo primario) está marcado

con FITC (Fluorescein Isothiocyanate), que es un fluorocromo derivado de la

fluoresceína capaz de emitir fluorescencia en 518 nm (color verde).

2.2 TÉCNICAS DE PREPARACIÓN DE NANOPARTÍCULAS Y LÁMINAS

DELGADAS

2.2.1 Pulverización catódica o sputtering

La técnica de pulverización catódica o sputtering1,11 es uno de los métodos más

utilizados para la formación de láminas delgadas con excelentes propiedades

de densidad y adherencia, abarcando una gran variedad de materiales. Su uso

está ampliamente extendido en las industrias de metalización de

componentes y de preparación de materiales semiconductores fotovoltaicos,

así como en otras áreas más específicas como la fabricación de sensores o

sistemas ópticos, debido principalmente a la simplicidad del fenómeno físico

y versatilidad de la técnica.

En la técnica de sputtering se produce la vaporización de los átomos de un

material sólido provocado por el bombardeo de este por iones energéticos

acelerados por un campo eléctrico, por lo que al material sólido se denomina

“blanco” o “diana”.

Técnicas experimentales

59

Figura 2.9. Esquema del proceso de pulverización catódica.

Según se observa en la Figura 2.9, el electrodo negativo actúa como cátodo y

está formado por el material que se va a evaporar, mientras que el electrodo

positivo (ánodo) lo forma la cámara de vacío. Al aplicar un potencial elevado,

se produce una descarga eléctrica que ioniza el gas inerte introducido en la

cámara, generalmente Ar, de modo que los iones positivos bombardean el

blanco de sputtering. La descarga eléctrica para la ionización del gas se puede

producir por corriente continua (DC) para pulverizar materiales conductores,

o alterna en el rango de radio frecuencias (RF) en el caso de querer depositar

materiales aislantes).

En la actualidad, esta técnica consigue grandes rendimientos al utilizar

campos magnéticos (sputtering con magnetrón) mediante la implementación

de imanes debajo del cátodo. La disposición de las líneas del campo magnético

paralelas a la superficie del cátodo hace que los electrones secundarios

emitidos describan trayectorias helicoidales alrededor de ellas, aumentando

la densidad del plasma en las proximidades de la superficie del cátodo y

quedando confinado en esta región, alejándolo así de los sustratos. De este

modo se consigue aumentar la velocidad de depósito, reduciendo la presión

CÁPITULO 2

60

de gas necesaria para el crecimiento y dando lugar a láminas con baja

rugosidad.

El equipo de sputtering (Pfeiffer-PLS500) utilizado en este trabajo consta de

una precámara de vacío (10-3 - 10-2 mbar) por donde se introducen los

sustratos a la cámara de vacío, donde tiene lugar el crecimiento. Los sustratos

se fijan en un soporte monitorizado situado en el interior de la cámara que

permite colocarlos sobre diferentes magnetrones con los materiales a

depositar. La presión residual de la cámara de vacío está en el rango bajo de

10-6 mbar.

En este trabajo, esta técnica se ha utilizado en la fabricación de películas

nanoestructuradas de Ag con grosores nominales de 1 a 4 nm, así como para

el depósito de láminas delgadas de Al y Al2O3. La presión base de vacío es del

orden de 10-6 mbar. Las condiciones de depósito fueron las siguientes:

- Películas de Ag: intensidad de corriente de 0.01 A y presión de 6·10-3

mbar a una velocidad de depósito de 1.5 nm/min.

- Lámina de Al: intensidad de corriente de 0.04 A y presión de 6·10-3

mbar y velocidad de depósito de 3.4 nm/min.

- Lámina de Al2O3: intensidad de corriente de 0.37 A, a una presión de

1·10-2 mbar en atmósfera 50% Ar y 50% O2, con una velocidad de

depósito de 0.63 nm/min.

2.2.2 Agregación en fase gas para el depósito de nanopartículas

La agregación en fase gas es un caso particular de sputtering para la formación

de nanopartículas o agregados por medio de la vaporización de un material

sólido y su posterior condensación, que da lugar a su agregación antes de

llegar al sustrato.

Técnicas experimentales

61

Esta técnica de fabricación de agregados presenta varias ventajas únicas

frente a otras, entre ellas el control de la densidad del depósito y del tamaño

de los agregados formados. Además, el depósito se realiza en condiciones de

alto vacío, obteniendo nanoestructuras de alta pureza y libres de

contaminantes.

El equipo empleado en la síntesis de nanopartículas por agregación en fase

gas está basado en el concepto desarrollado por Haberland,12 y consta de una

precámara y de dos cámaras independientes, denominadas de agregación y

de depósito (Figura 2.10).

Figura 2.10. Esquema del equipo de agregación empleado en la síntesis de

nanopartículas.

En la cámara de agregación tiene lugar la formación de partículas en fase gas,

que viene dada por procesos de nucleación homogénea y de condensación por

colisiones entre átomos del blanco y entre átomos del blanco con átomos de

un gas inerte. Los gases inertes empleados en este trabajo son argón y helio.

El He disminuye el tamaño promedio de los agregados, ya que cuanto menor

es la masa de los iones del gas inerte, menos efectivos son los iones para el

proceso de sputtering. La cámara de agregación contiene un magnetrón

CÁPITULO 2

62

cubierto por una campana de acero con un pequeño orificio de 3 mm de

diámetro que comunica con la bomba de vacío, alcanzando una presión de

trabajo dentro de la cámara de agregación de 10-1 mbar. De esta manera se

consiguen las condiciones de vacío diferencial adecuadas para favorecer la

agregación del material arrancado y formar agregados de tamaño

nanométrico. Los agregados se extraen de la zona de agregación a través de

un diafragma hacia la cámara de depósito, donde se encuentra el sustrato a

una presión inferior a la de la cámara de agregación (10-3 mbar). La menor

presión en el interior de esta cámara durante el depósito permite a los

agregados viajar desde la cámara de agregación hasta el sustrato.

El tamaño y la distribución de los agregados se pueden controlar modificando

diferentes parámetros como el flujo de los gases de agregación, la longitud del

camino de vuelo, la potencia de sputtering o la temperatura.

En este trabajo, esta técnica se ha utilizado en la fabricación de nanopartículas

ultrapequeñas de Ag. Se han depositado sobre distintos sustratos. La presión

base de vacío fue del orden de 10-7 mbar. Las condiciones de depósito fueron

las siguientes: distancia de vuelo de 13 cm, una intensidad de corriente de 0.04

A, y una relación Ar/He 1:2 (30 sccm y 60 sccm respectivamente), lo que se

traduce en una presión de trabajo de 2.5·10-1 mbar en la cámara de agregación

y de 2·10-3 mbar en la cámara de depósito. La densidad de nanopartículas se

controló variando los tiempos de depósito.

2.3 TÉCNICAS DE CARACTERIZACIÓN

2.3.1 Espectroscopía Raman

La espectroscopia Raman13 estudia las transiciones entre niveles energéticos

vibracionales de la materia. Es una técnica óptica de alta resolución capaz de

Técnicas experimentales

63

proporcionar información química y estructural de casi cualquier material o

compuesto, ya sea orgánico o inorgánico, permitiendo así su identificación.

Sus principales ventajas radican en que no es necesario ningún tipo de

preparación especial del material a analizar y que además es una técnica no

destructiva, a excepción de que el material se pueda degradar con su

exposición a la luz.

El análisis mediante espectroscopía Raman se basa en el estudio de la luz

dispersada por un material al incidir sobre él un haz de luz monocromático de

frecuencia ν0. La mayor parte de la luz es dispersada de forma elástica,

presentando la misma frecuencia que la luz incidente y conocida como

dispersión Rayleigh, pero una pequeña porción del haz (del orden de 1 fotón

de cada 1011 incidentes) es dispersado inelásticamente experimentando

ligeros cambios de frecuencia, +νr y -νr, resultado de la interacción de la luz

con la materia. Estos cambios frecuencia son conocidos como

desplazamientos Raman que son característicos del material analizado, e

independientes de la frecuencia de la luz incidente.

Las variaciones de frecuencia observadas están asociadas a los continuos

movimientos vibracionales y rotacionales de los átomos en las moléculas o

redes cristalinas (fonones). A cada uno de estos movimientos le corresponde

un valor determinado de energía, representados en la Figura 2.11.

CÁPITULO 2

64

Figura 2.11. Diagrama energético en el que las líneas horizontales representan los

distintos niveles vibracionales y que muestra transiciones entre estados energéticos

para diferentes interacciones luz-materia.

En el diagrama se observa como el fotón incidente puede producir una

transición electrónica temporal a un nivel de energía excitado no permitido

(virtual). A través de su interacción con el medio, puede generar o absorber

un fonón de la red o de la molécula, y se relaja rápidamente para pasar a uno

de los niveles de energía permitidos emitiendo un fotón. Si el resultado de la

interacción fotón-materia es un fotón dispersado a la misma frecuencia que el

fotón incidente, se dice que el choque es elástico (dispersión Rayleigh). Por

otro lado, si el fotón dispersado tiene una frecuencia menor a la del incidente,

se produce una transferencia de energía del fotón al medio generando un

fonón, volviendo a un estado de energía permitido mayor al que tenía

inicialmente (dispersión Raman Stokes). Sin embargo, si el fotón dispersado

tiene una frecuencia mayor a la del fotón incidente, se produce una

transferencia de energía del medio al fotón mediante un fonón del medio, esto

significa que inicialmente se encontraba en un estado vibracional superior al

fundamental, volviendo a este tras el choque (dispersión Rama anti-Stokes).

Según la ley de distribución de Maxwell-Boltzman, a temperatura ambiente la

mayoría de las moléculas se encuentra en el estado vibracional de menor

Técnicas experimentales

65

energía, y por tanto la probabilidad de se den transiciones energéticas que

den lugar a la dispersión Raman Stokes es mucho mayor que la de dispersión

Raman anti-Stokes. Esto hace que habitualmente se trabaje midiendo sólo el

efecto Stokes, aunque por comodidad se sitúa el resultado en la parte positiva

del eje.

Debido a que el nivel excitado es virtual, su vida media es extremadamente

corta, y el proceso Raman es muy ineficiente. Una forma de aumentar su

eficiencia es utilizar una energía de excitación que coincida con una transición

electrónica real del material estudiado, lo que se denomina efecto Raman

resonante, aumentando varios órdenes de magnitud la eficiencia del proceso

y por tanto la sensibilidad de la técnica. Este efecto ocurre también en sólidos

cuando la energía del láser empleado es superior a la energía de la banda

prohibida (bandgap) del material analizado, aunque su eficiencia a una energía

de excitación dada depende de la estructura electrónica. Este es el caso tanto

del grafeno como de muchos TMDCs cuando se excita con láseres en el rango

del visible pues el grafeno es un semimetal y, en numerosos casos, los bandgap

de los TMDCs monocapa tienen energías inferiores al rojo (695, 673 nm para

el MoS2 y WS2 respectivamente).

CÁPITULO 2

66

Figura 2.12. Esquema del equipo Raman y de fotoluminiscencia empleado. La línea

azul indica la trayectoria del láser.

En la Figura 2.12 se presenta el equipo empleado para las medidas Raman.

Todos los experimentos han sido realizados a temperatura ambiente

empleando la línea en 488 nm de un láser de Ar+ con un rango de potencia

incidente entre 1 - 10 mW, que se reduce cuando es necesario mediante la

utilización de filtros de diferente densidad óptica (DO=0.4-3.0). El haz

incidente se focaliza con un microscopio Olympus BX60M, con varios objetivos

(x4, x20, x50 y x100). Con el objetivo x100 de alta apertura numérica NA =

0.95, la resolución espacial es inferior a 1 μm a 488 nm (según el límite de

difracción, es alrededor de 0.5 μm). El portamuestras se coloca sobre una

mesa monitorizada con una precisión de 10 nm/step en XY y de 2 nm/step en

z. El equipo cuenta con filtros holográficos “super-notch-plus” de marca Kaiser

para eliminar la señal Rayleigh. Finalmente, la luz dispersada se analiza

inicialmente con un monocromador Jobin-Yvon HR-460 y posteriormente con

un Horiba iHR-320 acoplados a un detector Synapse CCD refrigerado por

efecto Peltier (T = 70 ºC). El monocromador Horiba cuenta con tres redes de

Técnicas experimentales

67

difracción intercambiables de 600, 1200 y 1800 líneas/mm. A medida que

aumenta el número de líneas por milímetro la resolución aumenta en la misma

relación que la del número de líneas por milímetro y en consecuencia el rango

espectral que abarca la CCD disminuye.

2.3.2 Espectroscopia de absorción UV-Vis

Esta técnica espectroscópica consiste en hacer pasar un haz de luz

monocromática de intensidad 𝐼0(𝜆) a través de un material de grosor d.14 La

intensidad de la luz al atravesar la muestra decrece según la Ley de Lambert-

Beer:

𝐼(𝜆) = 𝐼0(𝜆)𝑒−𝛼𝑑 (Ec. 2.1)

Donde α es el coeficiente de absorción del material y d, la distancia que

recorre la luz atravesando la muestra. El coeficiente de absorción está

relacionado con la parte imaginaria del índice de refracción (κ) como:

𝛼(𝜆) = 4𝜋𝜅(𝜆)/𝜆 (Ec. 2.2)

Una de las magnitudes de medida comúnmente utilizadas es la transmitancia

(T):

𝑇(𝜆) =𝐼𝑇𝐼0

(Ec. 2.3)

Donde 𝐼𝑇 es la intensidad transmitida. La absorbancia o densidad óptica (OD,

absorbancia por unidad de longitud) es otra de las magnitudes de medida

utilizadas, y está relacionada con la transmitancia como:

𝑂𝐷(𝜆) = log (1

𝑇(𝜆)) (Ec. 2.4)

CÁPITULO 2

68

Despreciando las pérdidas debidas a las reflexiones en las intercaras, la OD

medida está directamente relacionada con el coeficiente de absorción:

𝛼(𝜆) = 2.3𝑂𝐷(𝜆)

𝑑 (Ec. 2.5)

Esta relación permite obtener información relevante del material a partir de

su densidad óptica, como su estructura electrónica, si las transiciones

involucradas están en el rango visible-UV del espectro electromagnético.

El equipo empleado es un espectrofotómetro Varian modelo Cary 4000, que

permite realizar medidas de absorción tanto en sólidos como en líquidos,

obteniendo espectros con una alta resolución y muy buena relación señal-

ruido en el rango espectral de 180 - 900 nm. Es un espectrofotómetro UV-Vis

de doble haz, equipado con dos lámparas, una de deuterio (185 - 340 nm) y

otra halógena (340 - 780 nm), con un monocromador Littrow doble y un

detector fotomultiplicador R928 que abarca toda la región UV-Vis.

Para las medidas de microrreflexión se utilizaron una lámpara de luz blanca,

un microscopio Olympus (objetivo x100) y un espectrógrafo con una rejilla de

150 l/mm acoplado a una cámara CCD refrigerada. Se utilizó un pin-hole de

500 nm para el filtrado espacial. En la Figura 2.13 se muestra una imagen del

equipo de microrreflexión. En todos los experimentos se mide la reflectancia

del sustrato en una posición cercana a la de la muestra y se utiliza para obtener

la reflectancia de las películas: R(muestra) = Rmedida /Rsustrato.

Técnicas experimentales

69

Figura 2.13. Equipo empleado en las medidas de microrreflexión/microreflectancia.

La línea amarilla representa el camino del haz de luz reflejado.

2.3.3 Fotoluminiscencia

La técnica de fotoluminiscencia (PL) consiste en excitar la muestra en una de

sus bandas de absorción y detectar la intensidad de luz emitida por el material

a causa de la desexcitación. La representación de la intensidad de luz emitida

en función de la longitud de onda proporciona el espectro de emisión para una

longitud de onda de excitación fija. La fotoluminiscencia estudia diversas vías

de recombinación de los pares electrón-hueco fotoexcitados. Es una técnica

de caracterización no destructiva utilizada para estudiar propiedades

intrínsecas y extrínsecas de los semiconductores. Mediante el análisis del

espectro de fotoluminiscencia en función de diversos parámetros

(temperatura, energía de excitación, etc.) es posible obtener información

general sobre la calidad del material.

CÁPITULO 2

70

En las medidas de fotoluminiscencia de las muestras de MoS2-2D, el sistema

de medida empleado es el mismo sistema que para el Raman. Se usa en

general la red de 600 l/mm ya que no suele ser necesaria una mayor

resolución.

Para realizar las medidas de epifluorescencia de las muestras de grafeno

funcionalizado con anticuerpos se excitó con la línea de 488 nm del láser Ar+

desenfocado sobre las muestras y se recogió la emisión como imágenes de

fluorescencia a través del microscopio. Se utilizó un filtro de paso alto de 500

nm (permite pasar las longitudes de onda por encima de 500 nm) para eliminar

la señal proveniente del láser.

2.3.4 Espectroscopia fotoelectrónica de rayos X

La espectroscopia de fotoelectrones emitidos por rayos X (XPS, X-ray

Photoelectron Spectroscopy), es una técnica de caracterización de la

superficie que proporciona información cualitativa y cuantitativa de los

elementos presentes en la muestra (a excepción del hidrógeno) hasta unos 1-

2 nm de profundidad (para las energías habituales de los rayos X utilizados en

equipos de laboratorio).15 Se basa en el efecto fotoeléctrico, excitando los

niveles internos de los átomos mediante un haz de rayos-X se provoca la

emisión de fotoelectrones que proporcionan información sobre la energía de

cada nivel y, por tanto, sobre la naturaleza de cada átomo emisor. Midiendo

la energía cinética de los electrones emitidos (EK) es posible determinar la

energía de enlace del orbital atómico del que proviene el electrón (El)

aplicando la ecuación:

𝐸𝑙 = ℎ𝜈 − 𝐸𝑘 − 𝜙 (Ec. 2.6)

Donde hν es la energía de la radiación incidente y φ es la función de trabajo,

o lo que es lo mismo, la energía mínima necesaria para que un electrón pueda

Técnicas experimentales

71

salir al exterior del sólido. En general, es necesario trabajar en condiciones de

ultra alto vacío debido a que los fotoelectrones han de viajar desde la muestra

hasta el detector sin colisionar con ningún átomo.

En este trabajo se ha empleado esta técnica para analizar el contenido de los

distintos grupos funcionales oxigenados (carboxílicos, hidroxilos, carbonilos y

epoxi) presentes en las muestras de grafeno funcionalizado.

2.3.5 Microscopía de fuerza atómica

La Microscopía de Fuerza Atómica (AFM) basa su funcionamiento en la

interacción atractiva-repulsiva entre los átomos de una sonda, una punta muy

afilada, y los átomos de la superficie de la muestra a estudiar. Esta interacción

se controla ajustando la posición relativa entre la punta y la muestra. Las

fuerzas entre la punta y la superficie estudiada pueden ser de corto (repulsiva)

y largo (atractiva) alcance y se dan en todos los materiales, por lo que el AFM

es aplicable a una gran variedad de materiales, ya sean conductores o

aislantes. Además, estas medidas pueden llevarse a cabo bajo diversas

condiciones (ambiente seco o líquido) y sin la necesidad de una preparación

previa especial de las muestras. Por otro lado, una de las principales

desventajas que presenta el AFM es su baja resolución lateral debido al

tamaño de la punta (15 nm para puntas estándar), sin embargo, presenta

una excelente resolución en altura ( 0.1 nm).

CÁPITULO 2

72

Figura 2.14. (a) Esquema del sistema de detección óptico por desviación del

cantiléver, (b) Microscopio empleado en las medidas de AFM.

Para cuantificar y controlar la magnitud de las fuerzas de interacción entre

muestra y punta, esta última se coloca en el extremo de un fleje, denominado

cantiléver. Las fuerzas generadas sobre la punta modifican el comportamiento

del cantiléver produciendo variaciones de la deflexión, amplitud de oscilación,

etc. De este modo se pueden obtener imágenes topográficas de la muestra,

así como mapas superficiales de propiedades como la hidrofobicidad, la

fricción o la adhesión en función del tipo de interacción que se mida.

El modo de medida en un microscopio de fuerza atómica consiste en que una

luz láser incide sobre el cantiléver por la cara opuesta a la de la punta, y es

reflejada al centro de un detector fotodiodo dividido en cuatro secciones. Los

cambios en la superficie de la muestra producen doblamientos del cantiléver,

que provocan cambios en el ángulo de la reflexión del láser en el fotodiodo, lo

cual se traduce en variaciones en la intensidad de la luz del láser reflejada. Esta

diferencia de intensidad se transforma en una señal eléctrica con la que se

pueden cuantificar tanto los movimientos verticales de la punta debidos a las

fuerzas de atracción o de repulsión, como los movimientos laterales y de

Técnicas experimentales

73

torsión del cantiléver provocados por la interacción entre la punta y la

superficie de la muestra (Figura 2.14a).

El microscopio de fuerza atómica puede operar en varios modos según la

distancia entre la punta y la muestra:

- Modo contacto. La distancia entre la punta y la muestra es de unos

pocos angstroms (Å) y las fuerzas que actúan son de repulsión

electrostática. En este modo pueden obtenerse imágenes de altura

(topografía de la muestra), o imágenes de desviación del cantilever,

que muestran con mayor sensibilidad los detalles de la superficie.

- Modo dinámico. La distancia es relativamente mayor (10-100 Å) y las

fuerzas interatómicas son de naturaleza atractiva como resultado de

las fuerzas de van der Waals de largo alcance. En este caso las

imágenes obtenidas pueden ser de altura; de amplitud, donde se

acentúan finas estructuras de la superficie a expensas de la

información general de la topografía; o de fase, que proporcionan

información sobre la composición de la muestra, así como de sus

propiedades elásticas, viscoelásticas y de adhesión.

Para las medidas de AFM se ha utilizado un sistema AFM de Nanotec

Electronica S.L. Se empleó el modo de operación dinámico, utilizando la

amplitud de oscilación como señal de control. Se utilizaron puntas comerciales

(Nanosensors PPP-NCH-w) con una constante de fuerza nominal de 34 N/m y

una frecuencia de resonancia de 270 kHz. Para el análisis de las imágenes se

utilizaron los software WSxM16 y Gwyddion.17

CÁPITULO 2

74

2.3.6 Medidas eléctricas

El método utilizado comúnmente para medir las propiedades de transporte de

una lámina delgada es el método de Van der Pauw.18 Con este método se

pueden obtener propiedades como la resistividad del material, el tipo de

dopado, la densidad de portadores del portador mayoritario, y su movilidad.

Figura 2.15. Diagrama de las medidas de a) Resistencia para cálculo de la resistividad

y b) Coeficiente Hall para cálculo de densidad de portadores mayoritarios y

movilidad.

Para poder emplear este método la muestra debe ser homogénea e isotrópica,

plana y de grosor uniforme, no debe tener agujeros aislados, los cuatro

electrodos deben estar situados en el borde de la muestra y sus áreas de

contacto deben ser al menos un orden de magnitud menor que el área total

de la muestra.

Resistividad

La resistividad de una muestra viene dada por la siguiente expresión:

𝜌 = 𝑅𝑠 · 𝑑 (Ec. 2.7)

Donde Rs es la resistencia laminar, definida a continuación, y d es el grosor de

la muestra (que debe ser caracterizado independientemente por otra técnica).

Van der Pauw muestra que la resistencia laminar, Rs, puede ser determinada a

partir de dos resistencias (Ra y Rb) siguiendo la siguiente ecuación:

Técnicas experimentales

75

𝑅𝑠 =𝜋

𝑙𝑛2·𝑅𝑎+𝑅𝑏2

· 𝑓 (Ec. 2.8)

Donde f es un parámetro cuyo valor viene dado por el cociente Ra/Rb y que se

encuentra entre 0.8 y 1. Las medidas de resistencia se realizan haciendo pasar

una corriente eléctrica a lo largo de un borde de la muestra (I12) y midiendo el

voltaje a través del borde opuesto (V34). Es necesario medir una resistencia a

lo largo del borde vertical (Ra) y otra a lo largo del borde horizontal (Rb) (Figura

2.15a).

Movilidad

Las medidas de efecto Hall permiten obtener el número de portadores

mayoritarios presentes en la muestra y su movilidad.19 Para ello, mientras se

aplica un campo magnético (B) perpendicular a la superficie, se hace pasar una

corriente a través de dos contactos con disposición diagonal (I13) y se mide el

voltaje en los contactos opuestos (V24) (Figura 2.15b). De este modo se calcula

la densidad de portadores mayoritarios (N), que sigue la expresión:

𝑁 =𝐼 · Δ𝐵

Δ𝑉𝐻 · 𝑑 · 𝑒 (Ec. 2.9)

Donde I es la intensidad de corriente aplicada, ΔB/ΔVH es el cociente entre el

campo magnético aplicado y el incremento de voltaje obtenido, d es el grosor

de la muestra y e la carga del electrón.

Con estos valores es posible calcular la movilidad de los portadores

mayoritarios (μ) de la muestra:

𝜇 = (𝑒 · 𝜌 · 𝑁)−1 (Ec. 2.10)

Donde e es la carga del electrón, ρ es la resistividad del material y N la

densidad de portadores mayoritarios.

CÁPITULO 2

76

En este trabajo se han medido las propiedades eléctricas de las muestras de

grafeno y grafeno funcionalizado transferidas sobre sustratos aislantes. Las

medidas eléctricas se hicieron usando una fuente de intensidad de corriente

(Keithley 2400) y un multímetro de alta precisión para la medida de voltaje

(Keithley 1700). Se colocaron los electrodos con pintura de plata de acuerdo

con la geometría de Van der Pauw para determinar la resistencia y la

conductividad laminares de las muestras. Se realizaron mediciones de efecto

Hall empleando un electroimán con el campo magnético perpendicular

(variable hasta 0.8 T) a la muestra para obtener la densidad y la movilidad de

los portadores de carga mayoritarios.

2.4 REFERENCIAS

1. Albella, J. M., Sánchez, O. & Jiménez, I. Láminas Delgadas y

Recubrimientos. Preparación, propiedades y aplicaciones. (2003).

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4. Deb, S., Chakrabarti, P., Mohapatra, P. K., Barick, B. K. & Dhar, S.

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MoS2: Role of growth zone configuration and precursors ratio. Jpn. J.

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Técnicas experimentales

77

6. Nemanich, R. J., Lucovsky, G. & Solin, S. A. Infrared active optical

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7. Catalán-Gómez, S. et al. Photoluminescence enhancement of

monolayer MoS2 using plasmonic gallium nanoparticles. Nanoscale

Adv. 1, 884–893 (2019).

8. Kwon, H. et al. Monolayer MoS2 field-effect transistors patterned by

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diodes. npj 2D Mater. Appl. 3, 1–9 (2019).

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10. Sehgal, D. & Vijay, I. K. A method for the high efficiency of water-

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12. Haberland, H., Karrais, M. & Mall, M. A new type of cluster and cluster

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(1991).

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14. Andrés, A. de, Jiménez-Villacorta, F. & Prieto, C. The Compromise

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Materials 1–30 (John Wiley & Sons, Ltd, 2018).

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(Wiley, 1979). doi:10.1002/sia.740030412.

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CÁPITULO 2

78

17. Nečas, D. & Klapetek, P. Gwyddion: An open-source software for SPM

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(2012).

18. van der PAUW, L. J. A METHOD OF MEASURING SPECIFIC RESISTIVITY

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Devices: Pioneering Papers 174–182 (WORLD SCIENTIFIC, 1991).

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19. van der PAUW, L. J. A method of measuring the resistivity and Hall

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224 (1958).

79

3 MOS2 BIDIMENSIONAL

En este capítulo se exponen los resultados más relevantes de las muestras

obtenidas en los equipos diseñados e instalados en el laboratorio de

preparación de láminas delgadas del ICMM-CSIC descritos en el Capítulo 2, así

como de las muestras obtenidas durante mi estancia en el laboratorio del Prof.

Patrick Kung (Universidad de Alabama).

En la primera parte (3.1) se analizan los factores que influyen en el crecimiento

del MoS2 bidimensional (MoS2-2D). Este estudio se ha realizado para MoS2

crecido en los equipamientos experimentales del ICMM: CVD (partiendo de

MoO3 y azufre) y PVT (partiendo de MoS2 en polvo) sobre distintos sustratos.

En la segunda parte (3.2) se analiza en detalle las variaciones en los espectros

Raman, focalizando en aspectos aún no explorados, como los modos

prohibidos de MoS2 en función del número de capas, del sustrato empleado

para el crecimiento y del método de obtención: exfoliación mecánica (ME) y

distintos métodos de crecimiento por fase vapor (PVT y CVD).

La tercera parte (3.3) se dedica al estudio de nanocopos de MoS2 crecidos por

PVT y CVD. Mediante estas técnicas de depósito se han obtenido copos de

MoS2, monocapa y de pocas capas, con tamaños laterales que varían desde

unos 10 nm hasta decenas de micras. Los nanocopos de MoS2 son un campo

de reciente interés con posibles aplicaciones de detección, electrocatálisis o

bio-imagen,1 por lo que se ha estudiado el efecto del tamaño de los copos en

las características del MoS2-2D en función del número de capas mediante

espectroscopías Raman y de fotoluminiscencia.

En la cuarta parte (3.4) se demuestra el efecto de amplificación de las señales

Raman y de fotoluminiscencia de los copos de MoS2 por efecto SERS mediante

CÁPITULO 3

80

la formación de nanopartículas de MoO2 en el proceso de crecimiento por

CVD, así como el efecto del oxígeno adsorbido en el MoS2.

MoS2 bidimensional

81

3.1 SÍNTESIS DE MOS2-2D POR TÉCNICAS EN FASE VAPOR

3.1.1 Síntesis de MoS2-2D por CVD a partir de MoO3 y de S

La síntesis de MoS2 utilizando como productos de partida MoO3 y S se llevó a

cabo en el sistema CVD descrito en el Capítulo 2 sobre sustratos de silicio

(100), de zafiro (0001) y de sílice vítrea (FS) variando los siguientes

parámetros: temperatura, presión y flujo de gas de transporte.

Figura 3.1. Perfil de temperatura del horno del sistema CVD empleado para la

síntesis de MoS2. En la imagen también se han representado el portamuestras (cuña

de grafito) y las dos barquillas utilizadas para contener los reactivos.

En general, las temperaturas estándar utilizadas para evaporar el MoO3 y el S

suelen encontrarse entre los 680-780 ºC y los 200-270 ºC, respectivamente.2–6

En nuestro caso, la temperatura en la región del MoO3 se ha variado desde

680 ºC hasta 720 ºC, pero no se han encontrado cambios significativos en las

muestras obtenidas. Por otra parte, como se observa en el perfil de

temperatura del horno (Figura 3.1), en la región donde se coloca la barquilla

que contiene el S el gradiente de temperatura es muy grande, por lo que no

todo el reactivo se encuentra a la misma temperatura, siendo el rango en esa

0 10 20 30 40

100

200

300

400

500

600

700 MoO3

T (º

C)

L (cm)

S

CÁPITULO 3

82

zona de 200-250 ºC. Más adelante se discutirá sobre los posibles efectos de

este gradiente.

La mayoría de las muestras crecidas por este método presentan copos

triangulares de MoS2 de tamaño de entre 100-500 nm aunque en algunos

casos, se han obtenido nanocopos en torno a 10 nm.

A continuación, se presentan los resultados más relevantes de las muestras de

MoS2 crecidas sobre sustratos de zafiro variando distintos parámetros. Para

comparar las intensidades Raman todos los espectros que se presentan han

sido corregidos por la intensidad y posición de un silicio de referencia.

Efecto de la presión

En la técnica CVD, las presiones bajas favorecen el crecimiento bidimensional,

sin embargo, en este trabajo se ha comprobado que a presiones de

aproximadamente 0.01 mbar los copos de MoS2 crecen incompletos y rotos,

mientras que, para presiones más altas, de aproximadamente 1 mbar, los

copos formados presentan una estructura triangular completa.

Figura 3.2. Imágenes de topografía medidas por AFM de a) una muestra de MoS2

crecida a 10-2 mbar y b) crecida a 1 mbar.

La Figura 3.2 muestra imágenes de AFM de dos muestras crecidas con

diferentes presiones. En la Figura 3.2a, se pueden distinguir fácilmente las

MoS2 bidimensional

83

grietas de los copos triangulares (presión 0.01 mbar), mientras que en la Figura

3.2b los triángulos muestran una apariencia más consistente. La Figura 3.2a

también muestra la presencia de partículas de forma esférica de

aproximadamente 80 nm de ancho y 30 nm de alto de cuya composición

química se describirá más adelante.

Efecto del flujo de Ar

El Ar es el gas que transporta los reactivos evaporados a lo largo del reactor, y

la magnitud de su flujo influye en la morfología del MoS2 obtenido. Se han

hecho experimentos variando el flujo de Ar pero manteniendo la presión a 1

mbar utilizando una válvula reguladora. Se observa que para flujos superiores

a 45 sccm (mililitros en condiciones normales de presión por minuto)

comienza a formarse MoS2 multicapa, habiendo zonas monocapa y multicapa

en una misma muestra y que, para flujos a partir de 65 sccm, el MoS2 formado

es sólo multicapa.

Figura 3.3. Espectro Raman de dos muestras de MoS2 crecidas con un flujo de Ar de

25 sccm (línea negra) y 45 sccm (línea roja).

En la Figura 3.3 se han representado espectros de una muestra crecida con un

flujo de Ar de 25 sccm y de otra con 45 sccm. La primera presenta una

diferencia de frecuencias entre A1g y E12g, Δω, de 21 cm-1 (correspondiente a

360 380 400 420 440

Inte

nsid

ad N

orm

.

Desplazamiento Raman (cm-1)

25sccm 45 sccm

CÁPITULO 3

84

una capa), mientras que en la segunda Δω es aproximadamente 23 cm-1

(correspondiente a 2 ó 3 capas).

Formación de nanopartículas de MoO2

Haciendo referencia a las nanopartículas que se observan en la Figura 3.2a, en

un principio su composición es desconocida, ya que en los espectros Raman

no se detectaban más señales que las del MoS2 y el sustrato empleado. Se

intentó minimizar la densidad de impurezas aumentando la distancia entre el

MoO3 y los sustratos (Figura 3.4a, distancia 1 cm y Figura 3.4b, distancia 5 cm),

consiguiendo buenos resultados en los primeros experimentos. Sin embargo,

con el crecimiento consecutivo de muestras la densidad de impurezas fue

aumentando, hasta llegar a detectarse picos Raman característicos de MoO2

en algunas de ellas, además de cambiar en gran medida su aspecto en el

microscopio óptico. En la Figura 3.4 se ven las imágenes ópticas de la cuarta

(Figura 3.4c), de la décima (Figura 3.4d) y de la decimoquinta (Figura 3.4e)

muestra crecida, quedando reflejado el aumento de la densidad de partículas

con el crecimiento consecutivo de muestras. Se comprobó que es posible

frenar esta tendencia limpiando el horno mediante un tratamiento a vacío a

750 ºC durante 60 min.

MoS2 bidimensional

85

Figura 3.4. Imágenes de topografía medidas por AFM de MoS2 crecido con una

distancia MoO3-sustrato a) de 1 cm y b) de 5 cm. Imágenes ópticas de la muestra

crecida número c) cuatro, d) diez y e) quince. f) Imagen óptica de la muestra número

quince, pero en una zona diferente a e).

En la Figura 3.5 se han representado los espectros Raman de MoO3, MoO2 y

MoS2 en polvo medidos en idénticas condiciones después de ser prensados

entre dos vidrios de microscopio, de forma que las intensidades Raman se

pueden comparar con fiabilidad. En la Figura 3.5b se incluye también el

espectro de la muestra MoS2-2D correspondiente a la Figura 3.4e (línea roja).

CÁPITULO 3

86

Figura 3.5. Espectros Raman de a) MoO3 en polvo, b) MoO2 en polvo (línea negra) y

c) MoS2 en polvo medidos en las mismas condiciones (líneas negras). En b) también

se muestra en línea roja el especto Raman de una de las muestras MoS2-2D en la que

se detectan picos de MoO2.

Se observa que las intensidades Raman de los tres compuestos en polvo son

extremadamente diferentes (observar las escalas de los tres paneles de la

Figura 3.5). El pico de mayor intensidad en el MoO3 aparece aproximadamente

a 820 cm-1 y su intensidad con respecto a la de los modos Raman del MoS2 es

casi 20 veces mayor, por lo que su presencia en las muestras es fácilmente

detectable y por tanto su presencia en las muestras MoS2-2D queda

totalmente descartada. Por el contrario, la señal detectada para el MoO2 en

polvo sí corresponde con las observadas en las muestras (línea roja en Figura

0

1500

3000

4500 a)MoO3

b)

c)

200 400 600 800

0

100

200

0

2

4

6

Desplazamiento Raman (cm-1)

MoS2

MoO2 polvo MoS2-2D

Int R

aman

(u.a

.)

MoS2 bidimensional

87

3.5b). Las frecuencias de los modos Raman del MoO2 en polvo corresponden

bien con los datos publicados7: 203, 228, 363 y 495 cm-1 aunque con un

desplazamiento sistemático importante a mayores frecuencias en las

muestras crecidas por CVD (207, 230, 366 y 500 cm-1) mostrando una fuerte

compresión de la red cristalina en las nanopartículas tal vez asociada a una

estequiometría defectuosa. Por otra parte, la intensidad Raman del MoO2 en

comparación con la del MoS2 (ambos en polvo) es del orden de 50 veces

menor, por lo que, las impurezas presentes en el resto de las muestras MoS2-

2D muy probablemente también correspondan a nanopartículas de MoO2 y

que, dada su baja señal Raman no se detecten en los espectros.

Se ha reportado la formación de nanoislas de MoO2 con forma romboide por

CVD a partir de MoO3 y S,8 los mismos reactivos que los utilizados

normalmente para la síntesis de MoS2,2–6 pero calentando el azufre a una

temperatura inferior a la estándar (normalmente 200-270 ºC). La altura de las

islas depende de dicha temperatura, siendo de 20 y 9 nm para temperaturas

120 ºC y 90 ºC, respectivamente.8 La forma romboide de estas islas es similar

a la forma de los cristales que manifiestan algunas muestras (Figura 3.4f). En

los experimentos llevados a cabo en nuestro laboratorio la zona del horno en

la que se coloca el azufre presenta un importante gradiente de temperatura

(Figura 3.1), dándose la posibilidad de que parte del azufre se caliente a

temperaturas menores a la deseada, y dando lugar al depósito de MoO2 en las

muestras. En nuestro caso, los cristales tienen una altura de

aproximadamente 35 nm y sobre éstos crecen copos triangulares de

MoS2monocapa (Figura 3.6).

CÁPITULO 3

88

Figura 3.6. a) Imagen de topografía medida por AFM de uno de los cristales de MoO2

presentes en las muestras de MoS2 crecido por CVD y b) perfiles del cristal y de los

copos de MoS2 que crecen sobre el cristal.

En todos los experimentos de crecimiento de MoS2 por CVD se utilizaron

sustratos de zafiro, silicio y sílice vítrea a la vez. Sin embargo, a pesar de las

variaciones de los parámetros que se fueron haciendo, el MoS2 crecido sobre

los sustratos de silicio y de sílice vítrea es siempre multicapa. En la Figura 3.7

se han representado espectros Raman y de fotoluminiscencia de MoS2-2D

crecido sobre FS (línea roja) y sobre Si (línea negra). También se han

representado los espectros de una de las muestras de MoS2 monocapa crecida

sobre zafiro (línea azul). Se observa que la diferencia entre la energía de los

fonones A1g y E12g (Δω) es mayor en las muestras sobre Si y FS. El MoS2 crecido

sobre FS no presenta fotoluminiscencia y el crecido sobre Si presenta una

señal muy débil que podría asociarse con MoS2 de aproximadamente 3-4

capas.

MoS2 bidimensional

89

Figura 3.7. Espectros Raman y de PL de MoS2 crecido sobre sustratos de FS (rojo),

sobre Si (negro) y sobre zafiro (azul). Los espectros Raman han sido desplazados

verticalmente para una mejor visualización.

En resumen, las condiciones óptimas para crecer MoS2 monocapa sobre zafiro

por este método CVD son las siguientes: una presión de 1 mbar (formándose

copos completos) con un flujo de Ar de 25 sccm (evitando el crecimiento de

más capas). Además, limpiando el horno a vacío y alta temperatura cada cinco

muestras se evita la formación de grandes cantidades de MoO2. Una mayor

uniformidad espacial de la temperatura en la zona donde se sitúa el azufre

probablemente evitaría la formación de MoO2. En el caso de los sustratos de

Si y FS, el MoS2 obtenido es siempre de pocas capas, independientemente de

las condiciones utilizadas.

3.1.2 Síntesis de MoS2-2D por PVT a partir de MoS2 en polvo

Configuración del sistema PVT

Para llevar a cabo el crecimiento de MoS2-2D a partir de MoS2 en polvo se

utilizó el sistema PVT de tres zonas diseñado y montado en el ICMM descrito

en el Capítulo 2. El equipo cuenta con tres zonas calefactoras de modo que

pueda utilizarse también en la síntesis por CVD o en experimentos de dopado,

pero este procedimiento en concreto solo requiere calentar el MoS2 en polvo

380 400 420

0

500

1000In

tens

idad

(u.a

.)

Desplazamiento Raman (cm-1)

24 cm-1

640 680 720

0

500

1000

1500

Inte

nsid

ad P

L (u

.a.)

(nm)

MoS2-Si MoS2-FS MoS2-Zaf

CÁPITULO 3

90

y los sustratos donde se deposita el MoS2 bidimensional, por lo que se utilizan

dos de las tres zonas calefactoras.

Figura 3.8. Perfil de temperatura de las configuraciones a) C1, b) C2 y c) C3

(izquierda) y sus respectivos esquemas (derecha). En todos los casos se indica la

posición del polvo de MoS2 y de los sustratos. En los esquemas se han coloreado en

rojo las zonas calefactoras activas durante la síntesis y en gris las apagadas.

Se probaron diferentes configuraciones de las zonas calefactoras (Figura 3.8)

hasta obtener un perfil de temperatura adecuado para el crecimiento de las

muestras. En la configuración C1 (Figura 3.8a) se utilizan dos zonas

calefactoras, Z1, de 30 cm, donde se coloca el MoS2 en polvo, y Z2, de 15 cm,

600

800

1000

600

800

1000

0 10 20 30 40 50 60 70

600

800

1000

T (º

C)

970 ºC

800 ºC

800 ºC

970 ºC

970 ºC

800 ºC

T (º

C)

T (º

C)

L (cm)

C1

C2

C3

Polvo

Polvo

Polvo

Sustrato

Sustrato

Sustrato

Z1 Z3Z2

Z1 Z2

Z1 Z3Z2

MoS2 bidimensional

91

donde se sitúan los sustratos. En esta configuración, aunque la temperatura

de la posición central de Z2 se controla con precisión, no se consigue una zona

lo suficientemente amplia donde la temperatura sea constante. Tener el

gradiente de temperatura reproducido en la Figura 3.8a, hace difícil saber cuál

es la temperatura a la que se encuentran los sustratos y, por tanto, saber qué

efecto está teniendo en las muestras obtenidas. Por ello, en la configuración

C2 se opta por usar tres zonas calefactoras, situando el MoS2 en polvo en Z1

(15 cm) a 970 ºC y el portamuestras con los sustratos en la zona central de Z2

(30 cm), calentando también Z3 para hacer que Z2 tenga una zona lo más

amplia posible donde la temperatura sea constante. Para esta configuración,

en la intersección entre Z1 y Z2 la temperatura desciende en gran medida

(Figura 3.8b), depositándose en esa zona la mayor parte del MoS2 evaporado

y apenas llegando a los sustratos colocados en Z2. Finalmente se opta por usar

de nuevo dos únicas zonas calefactoras, pero empleando tanto en Z1 como en

Z2 piezas calefactoras de 30 cm de longitud (Figura 3.8c). De este modo el

gradiente de temperatura en el centro de Z2 es más suave de lo que se

consigue en la configuración C1. Además, se ha diseñado un portamuestras de

grafito de 5 cm de longitud, que permite colocar sustratos a distintas

temperaturas en un mismo experimento.

Muestras de MoS2 obtenidas con la configuración C3

Todas las muestras han sido crecidas a una presión de 1 mbar, con un flujo de

20 sccm y manteniendo el MoS2 en polvo a 970 ºC durante 20 min. Las

condiciones son las mismas que las empleadas en el grupo del Prof. Kung de

la Universidad de Alabama, salvo por la presión, que en su caso es de 10 mbar.

CÁPITULO 3

92

A continuación, se muestran los resultados de las muestras obtenidas con la

configuración C3 empleando el portamuestras esquematizado en la Figura 3.9,

diseñado para albergar varios sustratos.

Figura 3.9. Portamuestras de grafito diseñado con cuatro escalones donde colocar

los sustratos. La barra de color indica la temperatura a la que se encuentra cada zona

del portamuestras durante el crecimiento. Las áreas señaladas con línea azul

discontinua indican las zonas donde la densidad de MoS2 crecido es mayor.

La nomenclatura de las muestras es SX_Sustrato, siendo SX la posición en el

portamuestras, de la cual depende la temperatura de crecimiento, y pudiendo

ser el sustrato empleado zafiro o silicio. Por ejemplo, la muestra S1_Zafiro es

una muestra de MoS2 crecida en un sustrato de zafiro situado en la posición

S1.

MoS2 bidimensional

93

Figura 3.10. Imágenes ópticas de las muestras de MoS2 obtenidas simultáneamente

sobre sustratos a diferentes temperaturas entre 815 y 780 ºC para S1 a S3. A la

derecha se mustran imágenes características de las zonas de menos densidad y a la

izquierda de las zoas de más densidad para cada muestra.

CÁPITULO 3

94

En la Figura 3.10 se muestran imágenes ópticas de las zonas con mayor

densidad de copos de MoS2 (a la izquierda) y con menor densidad (derecha)

de muestras crecidas sobre zafiro y sobre silicio. Se observa cómo a medida

que la temperatura a la que se encuentra el sustrato disminuye, la densidad y

el tamaño de los copos es cada vez menor (5 μm en S1 y 3 μm en S3), llegando

a no depositarse en S4_Zafiro. A lo largo de cada una de las muestras se

distinguen zonas con distinta densidad de copos. En la muestra S1_Zafiro

(crecida aproximadamente a 810 ºC) hay zonas macroscópicas donde los copos

conectan formando una capa cuasi-continua. Estas zonas de mayor densidad

se forman en la parte baja del sustrato (las zonas señaladas con línea

discontinua azul en la Figura 3.9) lo que podría estar relacionado con una

acumulación del MoS2 evaporado en los rincones formados por el escalón. En

el caso de los sustratos de silicio, sólo creció MoS2 en el sustrato de la posición

S1 (S1_Si). La distribución y tamaño de los copos es constante a lo largo de la

muestra.

Es importante remarcar que, aunque esta configuración es la más eficiente en

cuanto al control de la temperatura, la reproducibilidad en el crecimiento de

las muestras está todavía por optimizar. En la literatura se han encontrado

numerosos casos en los que, aun empleando los mismos parámetros, los

copos de MoS2 crecidos presentan distintas formas, tamaños y defectos.9,10

MoS2 bidimensional

95

3.2 ESTUDIO DE LOS ESPECTROS RAMAN DE MOS2

TRIDIMENSIONAL Y BIDIMENSIONAL

Antes de acometer el análisis detallado de las características de las muestras

2D obtenidas en nuestros equipos, realizamos un estudio comparativo de dos

tipos de muestras 2D de alta calidad de diferente número de capas (N) con

una muestra tridimensional (en volumen, polvo de MoS2 prensado). Las

muestras MoS2-2D corresponden a una muestra obtenida por exfoliación

mecánica y a muestras crecidas por PVT durante mi estancia en el laboratorio

de la Universidad de Alabama.

Se estudian, por tanto, los efectos inducidos por el método de crecimiento, el

sustrato y el número de capas y su correlación con la estructura electrónica,

los defectos y la posible tensión inducida por el sustrato. Se ha empleado una

excitación de 2.54 eV, lejos de la condición de resonancia Raman con los

excitones A y B (con transiciones K-K en torno a 1.89 y 2 eV) pero cercana a la

de la banda de absorción presente en torno a 2.6-2.8 eV. La estructura

electrónica en función del número de capas y los excitones están descritos en

el Capítulo 1. Esta banda de absorción, denominada excitón C, se ha

relacionado con el anidamiento o “nesting” de las bandas de la estructura

electrónica que se produce cerca del punto Q de la zona de Brillouin, casi en

la mitad de la dirección - K.11

Para llevar a cabo el análisis de los resultados de los estudios realizados se ha

elaborado una revisión exhaustiva de la bibliografía sobre los factores que

influyen en los espectros Raman y en la fotoluminiscencia del MoS2-2D.

Se ha comprobado que el bombardeo con iones de monocapas de MoS2

genera defectos provocando un confinamiento fonónico que, debido a la

pendiente de las relaciones de dispersión de las bandas de los modos A1g y E12g

en torno a (Figura 3.11a), produce un aumento de la frecuencia de A1g y una

CÁPITULO 3

96

disminución de la frecuencia de E12g y por tanto un aumento de Δω al reducirse

la distancia entre los defectos (Figura 3.11c). 12–16

Figura 3.11. a) Relación de dispersión de los fonones de MoS2 y b) espectro Raman

de MoS2 monocapa irradiado con iones Mn+. Ambas figuras adaptadas de la Ref 12.

Se indican con flechas los nuevos fonones observadso correspondientes a las ramas

ZO, LO y TO en el punto M de la zona de Brillouin. c) Diferencia de frecuencias entre

los fonones A1g y E12g (Δω) y d) sus anchuras a mitad de altura (FWHM) obtenidas a

partir de los datos de la Ref 12 representados frente a la distancia media entre

defectos (LD).

Por otra parte, la frecuencia de E12g disminuye bajo tensión de tracción (ya sea

uniaxial o biaxial) mientras que A1g permanece constante.9,17–22 Para

deformaciones uniaxiales superiores al 1% se rompe la simetría y el modo

doblemente degenerado E12g se divide en dos sub-bandas denominadas E1+

2g

y E1-2g.19–22 Esta deformación también tiene importantes consecuencias en la

estructura de bandas electrónicas, acercando la transición indirecta a la

energía de la transición directa,20,22 de modo que el MoS2 monocapa pasa a

tener un gap indirecto para deformaciones mayores del 1.5 %, disminuyendo

MoS2 bidimensional

97

la intensidad de la banda del excitón A (~1.82 eV) de la fotoluminiscencia y

desplazándose a menores energías.22 También se ha visto que es posible

generar tensión en copos de MoS2 crecidos por CVD durante la etapa de

enfriamiento debido a las diferencias en los coeficientes de expansión térmica

del MoS2 y el sustrato.9

Por otro lado, el dopado, sin sustitución iónica, modifica únicamente la

frecuencia A1g, aumentando o disminuyendo para el dopado p y n,

respectivamente. 23–29 Por ejemplo, el dopado tipo-n con una concentración

de portadores de 2 ⨯ 1013cm-2 da lugar a una disminución de la frecuencia de

A1g de 4 cm-1 y a un aumento de su anchura (FWHM) de hasta 6 cm-1.23–26 En el

espectro de fotoluminiscencia, la intensidad del excitón A disminuye y se

desplaza a menores energías. Esto se debe a la aparición de triones debido al

exceso de electrones provocado por la transferencia de carga al MoS2 a

expensas de los excitones neutros. El dopado tipo-p producido por adsorción

de moléculas o átomos en zonas de defectos aumenta la frecuencia del modo

A1g.23,27–31 Sin embargo, cuando se produce por la sustitución de un átomo de

S por un átomo más pequeño (N, O), se induce una tensión compresiva en la

estructura del MoS2 debido a la distorsión generada en la red, que hace que

también se vea afectado el modo E12g.27,29,32,33 En este caso se da un

desplazamiento de ambos fonones a frecuencias mayores: el desplazamiento

del modo A1g debido al dopado tipo-p, y el del modo E12g debido a la tensión

generada por los nuevos enlaces Mo-X. Por otra parte, el dopado tipo-p baja

el nivel de Fermi y, por tanto, incrementa la energía de la

fotoluminiscencia.27,29,30,33 En la Figura 3.12 se ha representado un esquema

que resume los efectos de la tensión, el desorden y el dopado sobre los modos

A1g y E12g y sobre la fotoluminiscencia.

CÁPITULO 3

98

Figura 3.12. Esquema en el que se resumen los efectos de la tensión, el desorden y el

dopado en los modos Raman A1g y E12g y en la fotoluminiscencia (PL).

Con el fin de visualizar de una manera clara cómo se ven afectadas las

frecuencias de los picos A1g y E12g como resultado de la tensión, el dopado o el

desorden, se han recopilado datos de algunos de los trabajos a los que se han

hecho referencia y se han representado las frecuencias de A1g frente a las de

E12g para cada trabajo. La digitalización de los datos se llevó a cabo usando el

software de WebPlotDigitizer (https://automeris.io/WebPlotDigitizer) y la

representación gráfica se hizo utilizando el lenguaje de programación R, la

librería ggplot2 y la función ggplot(). Los diferentes tipos de defectos

representados son: desorden,12 dopado tipo-n,34 dopado tipo-p con oxígeno,27

dopado tipo-p con N (distorsión de la red),29 tensión de tracción uniaxial21 y

vacantes de S con adsorción de oxígeno.32 Hay que resaltar que las frecuencias

MoS2 bidimensional

99

de los MoS2 de partida de los trabajos (rombos) difieren en cierta medida unos

de otros (regiones marcadas con línea discontinua), sin clara relación con el

método de obtención. En los experimentos de tensión (verde), desorden

(rosa), dopado tipo-n (azul claro) y dopado tipo-p sin distorsión en la red

(naranja) el MoS2 se obtiene por ME, mientras que en el dopado tipo-p con

distorsión de red (violeta) y en la formación de vacantes de S (azul oscuro) se

obtienen por L-MBE (Laser Molecular Beam Epitaxy) y CVD, respectivamente.

Figura 3.13. Frecuencias de los picos A1g y E12g recopilados de la literatura para

diferentes tipos de defectos: desorden12, dopado tipo-n34, dopado tipo-p con

oxígeno27, dopado tipo-p con N (distorsión de la red)29, tensión de tracción uniaxial21

y vacantes de S con adsorción de oxígeno32. Se han representado para cada trabajo

los valores del MoS2 de partida (rombo) y con defectos (triángulo). Las flechas

indican la dirección en la que se desplaza el fonón. Las líneas diagonales indican

valores de Δω (cm-1). Las elipses con línea discontinua señalan las dos zonas donde

se agrupan las muestras de MoS2 de partida. El círculo sombreado en gris indica las

frecuencias para las muestras crecidas en nuestro laboratorio.

En resumen, debido a los cambios en las frecuencias de A1g y E12g, Δω aumenta

por la creación de defectos puntuales (desorden), por tensión de tracción o

por dopado tipo-p sin distorsión en la red. Por el contrario, Δω disminuye por

dopado tipo-n. Por otro lado, la fotoluminiscencia aumenta en intensidad y

CÁPITULO 3

100

energía con dopado tipo-p, y disminuye con la tensión de tracción y con el

dopado tipo-n (donde se incluyen las vacantes de S). La Figura 3.14 resume la

dirección de los desplazamientos de las frecuencias de A1g y de E12g según el

tipo de defecto.

Figura 3.14. Variación de las frecuencias Raman de los modos A1g y E12g según los

datos obtenidos en la literatura.

Para estudiar en profundidad todos los modos Raman del MoS2, incluidas las

señales más débiles, se transfirieron dos muestras de MoS2-2D obtenidas por

ME y por PVT sobre plataformas de amplificación Raman, basadas en la

optimización de la interferencia óptica en el rango de longitudes de onda de

interés, desarrolladas en nuestro laboratorio.35 La plataforma está formada

por una capa de aluminio altamente reflectante depositada sobre un sustrato

de Si (100) y una capa dieléctrica transparente de Al2O3 del grosor adecuado

en la parte superior. Para una excitación de 488 nm, como es el caso, el grosor

óptimo para la capa de Al2O3 es de 60 nm.35 Parte del sustrato de Si se

enmascara durante el depósito de Al y de Al2O3 para poder comparar los

espectros Raman de zonas adyacentes con y sin amplificación. Puede verse un

esquema de la plataforma en la Figura 3.15a.

MoS2 bidimensional

101

Figura 3.15. a) Esquema de MoS2-2D sobre la frontera Si/Plataforma amplificadora,

b) Espectros Raman de 1L-PVT sobre Si y sobre la plataforma. El espectro sobre Si ha

sido multiplicado por un factor 100 y la señal intensa a 520 cm-1 se corresponde al

sustrato de Si. Imágenes ópticas de MoS2-2D c) obtenido por ME y d) obtenido por

PVT transferidas sobre la plataforma amplificadora en la frontera con el Si. e) Imagen

óptica de MoS2-PVT sobre zafiro sin transferir.

Los nombres de las muestras utilizados aquí indican: el número de capas, el

método de fabricación y el sustrato en el que se han crecido o transferido:

Nº Capas-Método de obtención-Sustrato

Los sustratos utilizados son: la plataforma de amplificación “Plat”, obleas de

silicio (100) “Si” y sustratos de zafiro (0001) “Zaf”. Los métodos de obtención

son transporte físico de vapor (PVT) y exfoliación mecánica (ME). Por ejemplo,

la muestra 1L-PVT-Plat se corresponde con MoS2 monocapa crecida por PVT y

transferida sobre la plataforma de amplificación. También se estudia MoS2

comercial en polvo (Alfa Aesar, 99%) prensado entre dos portamuestras de

vidrio etiquetado como “bulk-MoS2”. En todos los casos se han restado los

espectros de los sustratos medidos en las mismas condiciones que sus

respectivas muestras.

CÁPITULO 3

102

En la Figura 3.15c y d se muestran las imágenes ópticas de las muestras

obtenidas por ME y por PVT transferidas sobre las plataformas en las regiones

fronterizas plataforma/Si. En ambas se distingue un copo de MoS2 en la

interfase entre la plataforma de amplificación y el Si. En la Figura 3.15b se han

representado los espectros Raman obtenidos para la muestra ME-Plat y ME-

Si. Se observa un factor de amplificación ~50 y ~250 para las muestras ME y

PVT, respectivamente, lo que permite estudiar en mayor detalle los modos de

menor intensidad del MoS2 con la ventaja, además, de no tener presente la

señal Raman del Si, que dificulta en gran medida el análisis de los espectros.

Además de los picos asociados a los fonones de primer orden, A1g y E12g,

habitualmente empleados en la caracterización de los TMCDS y descritos en

la introducción, los espectros Raman de MoS2 presentan numerosas

características debidas a: i) procesos Raman de segundo orden y ii) modos

prohibidos activados por la presencia de defectos. Los modos que no

corresponden al centro de la zona de Brillouin (Γ) se nombran utilizando su

nomenclatura en Γ, su vector de onda y su carácter longitudinal o transversal

(L o T). Por ejemplo, E12g(LOM) se refiere al modo longitudinal óptico E1

2g en el

punto M.

Es importante recordar que las frecuencias de los picos Raman varían según

cual sea la temperatura local en el punto de incidencia del láser. Por ello,

primero se optimizan las condiciones de medida de modo que la temperatura

local sea la misma en todas las muestras, 300 K. La temperatura local se puede

obtener analizando los espectros Stokes y anti-Stokes (AS). La intensidad de

los modos Raman Stokes (𝐼𝑆 ) y anti-Stokes (𝐼𝐴𝑆 ) son proporcionales a la

población de esos modos de la siguiente forma:

𝐼𝑆 ∝ 𝑛(𝜔, 𝑇) + 1 (Ec. 3.1)

𝐼𝐴𝑆 ∝ 𝑛(𝜔, 𝑇) (Ec. 3.2)

MoS2 bidimensional

103

Donde n es la población del modo de vibración, que depende a su vez de la

frecuencia (ω) y la temperatura (T) según la distribución estadística de Bose-

Einstein:

𝑛(𝜔, 𝑇) =1

𝑒ℏ𝜔𝐾𝑇 − 1

(Ec. 3.3)

Siendo ℏ la constante de Planck y K la constante de Boltzmann. Conociendo

las intensidades 𝐼𝑆 y 𝐼𝐴𝑆 de los espectros medidos es posible calcular la

temperatura local (T). Para ello se ha corregido 𝐼𝐴𝑆 hasta hacerla coincidir con

𝐼𝑆 :

𝐼𝑆 = 𝐼𝐴𝑆

(

1

𝑒ℏ𝜔𝐾𝑇 − 1

+ 1

1

𝑒ℏ𝜔𝐾𝑇 − 1 )

(Ec. 3.4)

En la Figura 3.16 se han representado los espectros Raman Stokes, Anti-Stokes

y Anti-Stokes corregido por la expresión de Bose-Einstein (AS corr BE) de la

muestra bulk-MoS2 incidiendo con una potencia de 3.4 mW (Figura 3.16a) y

de 0.3 mW (Figura 3.16b). Se ha comprobado que la temperatura local en el

caso de las muestras MoS2-2D no se modifica con una potencia incidente de

3.4 mW.

CÁPITULO 3

104

Figura 3.16. Espectros Raman stokes, antistokes y antistokes corregido por Bose-

Einstein (AS corr BE) de la muestra “bulk-MoS2” medidos con una potencia del láser

de a) 3.4 mW y b) 0.3 mW. c) Comparación de los espectros Raman stokes de la

muestra “bulk-MoS2”, con intensidades normalizadas al modo A1g, a las dos

temperaturas locales deducidas.

Al comparar los espectros Raman Stokes para ambas potencias normalizados

al modo A1g, se observa que, al disminuir la potencia, los picos son más

estrechos y aparecen a mayores frecuencias, como corresponde a una menor

temperatura local. La muestra bulk-MoS2 requiere por tanto reducir

significativamente la potencia incidente (de 3.4 mW a 0.3 mW) con respecto

a las demás muestras (medidas con 3.4 mW) con el fin de evitar los

desplazamientos y ensanchamientos de los modos Raman debidos al

calentamiento inducido por el láser.

100 200 300 400 500 600 700 800

0.00

0.05

0.10

0.15

360 380 400 420 4400.0

0.2

0.4

0.6

0.8

1.0

Desplazamiento Raman (cm-1)

Int.

Nor

m (u

.a.)

300K 405K

250 300 350 400 4500

200

400

600

250 300 350 400 4500

100

200In

tens

idad

(u.a

.)

Desplazamiento Raman (cm-1)

Stokes Anti-Stokes AS corr BE

T=405K Stokes Anti-Stokes AS corr BE

T=300Ka)

c)

b)

MoS2 bidimensional

105

En la Figura 3.17 se han representado los espectros Raman de las muestras

bulk-MoS2, 1L-ME-Plat y 1L-PVT-Plat. Se han normalizado los espectros

respecto a la intensidad del modo A1g y se han desplazado verticalmente para

una mejor visualización. Para realizar el análisis de manera ordenada se ha

dividido el espectro en cinco regiones espectrales, indicadas en la Figura 3.17

de I a V.

Figura 3.17. Espectros Raman obtenidos a RT y excitación de 488 nm (2.54 eV) para

las muestras bulk-MoS2 (línea gris), 1L-ME-Plat (línea azul) y 1L-PVT-Saph (línea

roja). Los espectros se han desplazado verticalmente para una mejor visualización. El

inset es una ampliación de la región II correspondiente a los modos E12g y A1g. Las

flechas azules y rojas indican modos exclusivos de 1L-MoS2 y de las muestras PVT,

respectivamente.

200 400 600 8000

100

200

360 380 400 4200

500

1000

1500

Inte

nsid

ad (u

.a.)

Desplazamiento Raman (cm-1)

1L-ME-Plat 1L-PVT-Zaf bulk

Inte

nsid

ad (u

.a.)

Desplazamiento Raman (cm-1)

I

II III IV V

CÁPITULO 3

106

Tabla 3.1. Frecuencias de los modos de vibración de las muestras "bulk-MoS2", "ME-

Plat, "PVT-Sapph", para 1L y 3L cuando son significativamente diferentes. *: exclusivo

de las muestras PVT y CVD, a: asignaciones propuestas en este trabajo, otras

asignaciones de las referencias 36 y 37 (sh = hombro, b = ancho, w= débil).

Región Fonón MoS2 bulk

ME-Plat 1L - 3L

PVT-Zaf 1L - 3L

I

TA(M)37/ TA(Q)a 148 152 - 149.2 153 – 149.7

ZA(M)37 177 181.7 178.2

TA(K)37/ LA(Q)a 188 192 - 188 191.3 – 189

LA ((-Q) a LA (-Q) a

vHS

208 --

228b

208 220b

- --

208 220b 225*

– --

? -- -- - -- 247*

E1g 284.8 -- - 283.2 -- – 283.2

E1g(LOQ)a -- 311 - -- 315 – --

II

E12g(TOQ)a -- 371.2 - -- 374sh – --

E12g 382 383.9 - 382.1 384 – 383.1

A1g 407.5 402.8 - 405.9 404.3 – 406.9

III

2LA branch 422 -- - -- -- - --

2vHS 450 446.5 451

2LA(M) 463 -- - -- 460

2LA branch -- -- - 470 -- – 470

IV

E12g (LOQ)+TA(Q)a -- -- - -- 498 – 494*

E1g(M) + LA(M)36 o

E12g (LOM)+ZA(M) 529 522.5 - 528.5 525 – 528

E12g (LOQ)+LA(Q)a -- -- - -- 547w*

2E1g 569 567 569

E12g (M)+LA(M)36

¿Modo local?

591 598.3

-- 594

--

599

A1g(M) + LA(M)36 635 635 635

2E1g(TO(M))a 674.5 676 678

V

2E12g(LOM) 705 703 703.5

2E12g(TOM) 2E12g(max DOS)

721.5 753.5

724 752.5

725 754

E12g + A1g (max DOS) 781 782 784

2A1g(M) 819 820 822

MoS2 bidimensional

107

La Tabla 3.1 recoge las frecuencias de los picos detectados para bulk-MoS2, 1L-

ME-Plat y 1L-PVT-Zaf en este trabajo. También se incluyen algunas

asignaciones de picos de la literatura y las que aquí se proponen. Las

frecuencias para 3L-ME-Plat y 3L-PVT-Zaf se indican cuando son

significativamente diferentes de las de 1L. La Tabla 3.1 expone de una manera

clara los casos en los que los picos sólo se detectan para 1L, para N>1 o para

las muestras PVT/CVD.

3.2.1 Región I: 100-270 cm-1

Todos los picos de esta región corresponden a modos Raman prohibidos. La

detección de modos Raman prohibidos se suele relacionar con la presencia de

defectos que provocan una ruptura de la simetría. Por ejemplo, al bombardear

1L-MoS2 con iones para inducir altas densidades de defectos puntuales (en el

rango 1012 - 1014 cm-2)12 se ha observado que, a medida que aumenta la

densidad de defectos, las anchuras de los modos E12g y A1g aumentan y además

se activan otros modos (Figura 3.11). De entre estos nuevos modos, los

autores explican que la banda ancha alrededor de 227 cm-1 (asignada a LA(M))

es adecuada para la estimación de la concentración de defectos (Figura

3.18).12–16

CÁPITULO 3

108

Figura 3.18. Espectros Raman de muestras de MoS2 monocapa bombardeadas con

con distintas dosis de iones Mn+. LD hace referencia a la distancia entre defectos y la

línea roja discontinua indica la banda LA a 227 cm-1. Figura adaptada de Ref. 12.

En nuestro caso, los espectros Raman se corresponden con el de la muestra

no irradiada, “pristine”, de ese trabajo. La intensidad que podría asignarse a

una posible banda de 227 cm-1 en comparación con la intensidad del modo A1g

(< 2 10-4 para 1L-ME) y las anchuras a mitad de altura (FWHM) de los picos E12g

y A1g de las muestras 1L-10L-ME y 1L-3L-PVT (Figura 3.19b) coinciden bien con

las de muestras prístinas. Sin embargo, la región I corresponde a modos

acústicos de primer orden prohibidos (con vector de onda k 0) y por lo tanto

su detección implica la presencia de defectos. La intensidad de los picos

detectados en la región I es casi idéntica para todas las muestras, lo que

sugiere que todas estas muestras monocapa, de pocas capas y de volumen,

contienen concentraciones similares de defectos. Sus intensidades relativas

con respecto al pico A1g también son constantes, incluso para el MoS2 de pocas

capas crecido por CVD a partir de MoO3 y S que presenta picos A1g y E12g más

anchos (Figura 3.19c) y por tanto, en principio, con más defectos según la Ref.

12.

MoS2 bidimensional

109

Figura 3.19. a) Frecuencias y b) FWHM de los picos E12g y A1g de PVT-Sapph (rojo),

ME-Si (azul claro) y ME-Plat (azul oscuro) en función del número de capas (valores a

RT). Se incluyen los valores del MoS2 en volumen (en gris). c) Espectro Raman de la

muestra 3L-PVT-Zaf y de una muestra crecida por CVD de pocas capas.

La detección de estos picos prohibidos puede estar relacionada con defectos

intrínsecos de la red cristalina. De hecho, se ha demostrado que el MoS2

monocapa de calidad presenta defectos, cuya naturaleza depende de la

preparación de la muestra, siendo los defectos predominantes las vacantes de

S para muestras de ME y CVD y antisitios de Mo (Mo en sitios de S) para

muestras crecidas por PVT, pero en todos los casos con concentraciones muy

parecidas (1013 cm-2).38

CÁPITULO 3

110

Figura 3.20. Espectro Raman de la región I de las muestras bulk-MoS2 (línea gris), 1-

3L-ME-Plat (panel superior) y 1-3L-PVT-Sapph (panel inferior). Los espectros se han

desplazado verticalmente. La forma azul señala una banda exclusiva de 1L-MoS2.

Las frecuencias de los picos observados en esta región son aproximadamente

152, 177, 191, 208, 220 y una banda ancha en 225-235 cm-1 (Figura 3.20). Estas

frecuencias no coinciden con las de los máximos de la densidad de estados de

fonones (DOS),39 excepto la banda ancha alrededor de 225-235 cm-1,

extremadamente débil, que coincide bien con la parte superior de la rama LA,

que, como ya se ha comentado, se activa para altas concentraciones de

defectos (banda en 227 cm-1).12,40 Recientemente se han obtenido las

frecuencias del MoS2 en volumen mediante dispersión inelástica de rayos-X

(Figura 3.21).41 En la parte superior de la rama LA son relevantes las siguientes

frecuencias: (i) 224 cm-1, que corresponde una singularidad de Van Hove en la

0

25

50

150 200 250

40

60

80

25

50

75

100

280 30020

40

60

80

100

120

Inte

nsid

ad (u

.a.)

3L

2L

Desplazamiento Raman (cm-1)

1L

bulk

bulk3L

2L

1L

LA(M)LA(K)vHS

ME

PVT

TA(Q) LA(Q)

MoS2 bidimensional

111

DOS fonónica (vSH), por tanto con una alta densidad de estados, que se

produce casi a mitad de camino entre los puntos M y K de la zona de Brillouin;

(ii) 235 cm-1, que corresponde al punto M; y (iii) 239 cm-1, el máximo de la

banda en K.41 Este rango de frecuencias (225-240 cm-1) se indica como una

región gris sombreada en la Figura 3.21.

Figura 3.21. Relación de dispersión de los fonones de MoS2 en volumen obtenidos

por dispersión inelástica de rayos-X. Figura adaptada de Ref. 41. Los círculos naranjas

indican las frecuencias medidas en los espectros Raman.

El pico en torno a 150 cm-1 (148 cm-1 para el bulk-MoS2 y 152 cm-1 para 1L) se

ha asignado al modo TA(M),12 sin embargo, en los resultados de dispersión

inelástica de rayos-X del MoS2 en volumen, TA(M) tiene una frecuencia de 161

cm-1,41 quedando descartada la asignación original.

CÁPITULO 3

112

Figura 3.22. a) Frecuencias de los modos a 150 y 190 cm-1 de las muestras 1-3L-PVT-

Zaf y 1-3L-ME-Plat en función N. También se muestra el valor en la muestra “bulk”.

b) Frecuencias relativas de distintos modos de vibración de las muestras PVT-zaf,

ME-Plat y ME-Si.

Los picos alrededor de 150 y 190 cm-1 tienen además la peculiaridad de

presentar la mayor variación relativa de frecuencia en función del número de

capas de todos los modos (Figura 3.22). Para explicar la detección y la variación

de frecuencias de estos dos modos proponemos un mecanismo similar al que

ocurre para el pico D en el grafeno. Las energías de los picos D y 2D del grafeno

son dispersivas, ya que fonones con vectores de onda q específicos en la rama

D son intensificados por la doble resonancia electrónica, dependiendo de la

energía de excitación del láser. La estructura electrónica del grafeno permite

un proceso Raman resonante que da lugar a la detección del pico D (llamado

de “defectos”), mediado por la presencia de defectos, con un vector de onda

cercano al punto K y donde un defecto proporciona el momento necesario

para la conservación del momento, reubicando el electrón en su momento

inicial (Figura 3.23). En el caso del MoS2, cerca de los puntos y Q, se produce

un anidamiento de bandas que da lugar al excitón C.11 Además, las bandas

electrónicas alrededor de los puntos Q y son especialmente sensibles al

número de capas.

MoS2 bidimensional

113

Figura 3.23. Esquema de doble resonancia que explica el proceso de dispersión que

da origen de la banda D en el grafeno. 1) La excitación con el láser (hω0) crea un par

electrón(punto)-hueco(círculo), 2) el electrón se dispersa inelásticamente con un

fonón de vector de onda Qf, 3) ocurre una dispersión elástica por un defecto de

vector de onda QD, teniendo Qf y QD el mismo valor, pero de signo opuesto y 4) se

produce la recombinación entre el electrón y el hueco.

En la Figura 3.24 se ve cómo la banda de valencia varía enormemente con el

número de capas, variando la energía del excitón C entre 2.6 y 2.8 eV, de modo

que una energía de excitación constante producirá cambios en el vector de

onda que cumple el mecanismo de resonancia al variar el número de capas,

en un proceso similar al pico D en grafeno, modificando así la frecuencia del

fonón. La excitación empleada (2.54 eV), está cerca de la condición de

anidamiento de bandas y por tanto de la resonancia del excitón C (Figura 3.24).

Consecuentemente, un mecanismo resonante asistido por defectos

intrínsecos podría explicar la detección y las variaciones de las frecuencias con

el número de capas observadas en los modos cercanos a 150 y 190 cm-1. Según

las bandas de dispersión medidas y calculadas por dispersión inelástica de

rayos-X,41 el vector de onda de los fonones puede estar cerca de Q (Figura

3.21), por lo que proponemos las asignaciones TA(Q) y LA(Q) para las

frecuencias 150 y 190 cm-1, respectivamente.

CÁPITULO 3

114

Figura 3.24. Estructura de bandas electrónicas de MoS2 monocapa (azul), bicapa

(rojo) y en volumen (verde). Las flechas celestes indican posibles transiciones de

energía 2.4 eV cerca del punto Q donde tiene lugar el anidamiento de bandas que da

lugar al excitón C (2.7 eV). Figura adaptada de Ref. 11.

En la Figura 3.22a se observa que la frecuencia de ambos modos disminuye

con el número de capas. Se ha definido la variación de frecuencias relativas

/ como ((1L)-(3L))/(1L). Los valores de / de los picos en 150 y

190 cm-1 (~2.3 y 1.5 % respectivamente) son mucho mayores que los de los

modos E12g (0.5%) y A1g (0.7%) (Figura 3.22b). Por otro lado, las frecuencias de

los picos cercanos a 150 y 190 cm-1 no dependen del método de síntesis (PVT,

CVD o ME), lo que indica que ni el tipo de defectos intrínsecos presentes en

las muestras ni la interacción con el sustrato son relevantes para sus

frecuencias. Como ya se ha explicado en el Capítulo 1, existen dos factores

conocidos que influyen en la variación de las frecuencias con N. Por una parte,

aumentar el número de capas mejora el acoplamiento entre éstas debido a las

interacciones S-S entre capas adyacentes, como es el caso de las vibraciones

del modo A1g (desplazamientos de los átomos de S fuera del plano).42,43 Por

otro lado, la frecuencia se puede ver reducida con N debido a un aumento del

apantallamiento dieléctrico de la interacción de Coulomb de largo alcance,

MoS2 bidimensional

115

como ocurre en el modo E12g.39 Los modos cercanos a 150 y 190 cm-1 siguen la

tendencia del modo E12g, pero con cambios significativamente mayores que

estos mecanismos no explican.

Figura 3.25. Micro-reflectancia de la muestra ME-Plat en zonas con 1, 2, 3 y 10

capas. Se indican los excitones A, B y C. El recuadro es un aumento de los excitones A

y B. La reflectancia medida en la muestra se divide por la del sustrato

(Imuestra/Isubstrato). Las líneas verticales discontinuas señalan las posiciones de los

excitones en 1 capa.

Las modificaciones que se producen en la estructura de bandas a medida que

se reduce el número de capas sí pueden originar estos cambios. Ya que, en un

proceso resonante, para una energía de excitación fija, si la estructura de

bandas cambia (con N), el vector de onda y la frecuencia del fonón se

modifican. En la Figura 3.25 se muestran los excitones A, B y C de la muestra

ME-Plat en zonas de 1 a 10 capas obtenidos por micro-reflexión. La

reflectancia diferencial (Ec. 3.5) casi coincide con la transmitancia diferencial

(T= 1 -R) para muestras suficientemente delgadas, por lo que se pueden

CÁPITULO 3

116

comparar fácilmente. Aquí se presenta la reflectancia dividida por la señal del

sustrato (Rmuestra/Rsustrato).

𝑅𝑚𝑢𝑒𝑠𝑡𝑟𝑎 − 𝑅𝑠𝑢𝑠𝑡𝑟𝑎𝑡𝑜𝑅𝑠𝑢𝑠𝑡𝑟𝑎𝑡𝑜

=𝑅𝑚𝑢𝑒𝑠𝑡𝑟𝑎

𝑅𝑠𝑢𝑠𝑡𝑟𝑎𝑡𝑜 − 1 (Ec. 3.5)

En la Figura 3.25 se ve que se produce un desplazamiento de energía del

excitón C casi completo de 1L a 3L. Esto indica que en este rango de 1 a 3 capas

tienen lugar modificaciones importantes de las bandas de valencia y de

conducción (implicadas en los procesos resonantes), provocando así los

desplazamientos de frecuencia de los fonones observados.

3.2.2 Región II: 270-420 cm-1

La Región II corresponde a los modos Raman de primer orden: E1g, E12g y A1g

con frecuencias 284 cm-1, 382 cm-1 y 408 cm-1, respectivamente, para MoS2 en

volumen.

El modo de simetría E1g es una flexión en el plano con una frecuencia de

aproximadamente 284 cm-1 en volumen y, como se explica a continuación, no

es detectable en el caso de MoS2 monocapa. Las representaciones irreducibles

de este modo para MoS2-2D de pocas capas con número (N) par o impar de

capas son E’’ y Eg respectivamente. Los tensores Raman de E1g, E’’ y Eg son las

siguientes:

(Ec. 3.6)

MoS2 bidimensional

117

(Ec. 3.7)

Este modo no debería detectarse en MoS2-2D con N impar, ya que los tensores

Raman en este caso sólo tienen componentes xz e yz no nulas (Ec. 3.6) y la

intensidad Raman es proporcional a |Ed R Ei|, donde Ed es la polarización

dispersada y Ei la polarización incidente. En espectroscopía Raman, la

configuración geométrica experimental accesible para materiales 2D es la de

retrodispersión con las direcciones incidente y dispersada perpendiculares a

la muestra, es decir, paralelas al eje z en el caso de MoS2-2D, de modo que

sólo accede a componentes en el plano (xx, yy y xy). En efecto, el fonón E’’ no

se detecta en 1L- MoS2 (monocapa), independientemente del modo de

obtención, pero sí se detecta una señal débil para N>1. Para MoS2 con N par,

E1g tiene componentes xx e yy distintos de cero (Ec. 3.7), pero su valor debe

ser pequeño ya que la vibración a 285 cm-1 es probablemente idéntica a la del

fonón con N impar, siendo la intensidad para N=2 ligeramente mayor que para

N=3 (Figura 3.26). La detección de una señal débil de este fonón puede estar

originada por la apertura de los objetivos de los microscopios usados en micro-

Raman. El haz incidente proveniente del láser está bien colimado, pero se

enfoca sobre la muestra con el objetivo del microscopio y después se recoge

la luz dispersada con un ángulo sólido finito. Esto hace que en la medida se

incluyan campos eléctricos con pequeñas componentes fuera del plano de la

muestra, lo que permite detectar elementos del tensor Raman fuera del plano

(xz e yz). Como es de esperar, las intensidades del fonón E1g detectadas en

MoS2 de pocas capas son mucho más débiles que para el bulk-MoS2. Sin

embargo, no está claro por qué no se detecta para 1L-MoS2, ya que son válidos

los mismos argumentos geométricos.

CÁPITULO 3

118

El hecho de que este pico E1g no se detecte en las muestras 1L resulta ser el

mejor indicador del carácter monocapa de una muestra, ya que la diferencia

de frecuencia entre los picos E12g y A1g, Δω, (que se utiliza habitualmente para

evaluar el carácter monocapa o multicapa de las muestras), varía

significativamente debido a tensiones, deformaciones o dopado, pudiendo

dar lugar a malas interpretaciones respecto al número de capas.

Figura 3.26. Espectros Raman de la región espectral II de las muestras 1-3L-ME-Plat,

1-3L-PVT-Zaf y bulk-MoS2. La flecha azul señala el modo a 310 cm-1 detectado sólo en

1L-MoS2.

En la Figura 3.26 se puede ver que las frecuencias del modo E1g de las muestras

2L-MoS2 obtenidas por ME y PVT son idénticas (283.2 cm-1) y más bajas que

las de la muestra bulk-MoS2 (285 cm-1). La frecuencia E1g aumenta con N, al

igual que la del fonón A1g, aunque con una menor variación relativa (Figura

MoS2 bidimensional

119

3.22b). Esta es la tendencia esperada ya que los iones de Mo no participan en

el modo de vibración, al igual que pasa en el modo A1g, y por tanto el

acoplamiento de corto alcance entre capas es dominante.39

El caso contrario ocurre con un pico alrededor de 310 cm-1 que se detecta

exclusivamente en las muestras monocapa, 1L-MoS2, a 311 cm-1 para ME y 315

cm-1 para PVT (flecha azul en la Figura 3.26). Este pico puede asignarse a

E1g(LOQ) (círculo naranja en Figura 3.21). Este pico y la banda azul de la Figura

3.20 en torno a 220 cm-1 (que puede asignarse a LA cerca de Q) son exclusivos

de 1L-MoS2, por lo que pueden estar relacionados con una amplificación de la

intensidad Raman debida a características específicas de la estructura de

bandas del 1L-MoS2. También pueden estar originados por un proceso de

doble resonancia mediado por un defecto, como ocurría con los picos de 150

y 190 cm-1.

En la Figura 3.19a, se muestra la variación en función de N para los modos A1g

y E12g de las muestras 1-10L-ME-Si, 1-10L-ME-Plat, 1-3L-PVT-Zaf y de bulk-

MoS2. Se observa que el comportamiento es muy similar en todos los casos,

independientemente del método de síntesis y del sustrato.

3.2.3 Región III: 420-500 cm-1

En la región III se encuentra una banda compleja situada en el rango 440-480

cm-1 que ha sido estudiada recientemente con gran detalle,40,44

relacionándose con tres procesos Raman de segundo orden (2vHS, 2LA(M) y

2LA(K)), para excitaciones cerca del excitón B (2 eV).40,44 Estas frecuencias

coinciden muy razonablemente con el doble de los valores obtenidos para el

MoS2 en volumen según los datos obtenidos por dispersión inelástica de rayos

X (vHS = 224 cm-1, LA(M) = 235 cm-1 y LA(K) = 239 cm-1).41

CÁPITULO 3

120

Figura 3.27. Espectro Raman en la región III de la muestra “bulk-MoS2” (panel

superior) y su segunda derivada (panel inferior). La zona sombreada corresponde al

máximo en frecuencia de la rama 2LA. Las flechas indican el doble de las frecuencias

correspondientes a la DOS en la Figura 3.20.

Para la excitación de 2.54 eV, lejos del excitón B, la intensidad relativa de esta

banda con respecto a la de los picos de primer orden es mucho menor. La

banda es compleja y no puede ajustarse bien con unos pocos picos

Lorentzianos o Gaussianos, lo que indica que la banda refleja la doble densidad

de estados ponderada de la parte superior de la rama LA (franja sombreada

gris en Figura 3.20). Las segundas derivadas (Figura 3.27) muestran dos

máximos para la muestra bulk-MoS2, en 451.8 y 467 cm-1, y sólo un máximo

para 1L-ME-Plat y 1L-PVT-Zaf, en 448 y 453 cm-1, respectivamente. La

componente a 450 cm-1 corresponde al segundo orden de la vHs por lo que su

frecuencia no puede depender de la energía de excitación. Su variación con el

número de capas, de 1L a 3L, para las muestras ME y PVT es muy pequeña

(Figura 3.28a), sin embargo, varía significativamente con el sustrato (Figura

3.28b). Su frecuencia cambia considerablemente con la transferencia de los

420 440 460 480 500

Int.

Ram

an (u

.a.)

2ª D

eriv

ada

Desplazamiento Raman (cm-1)

2vHS 2LA(M) 2LA(K)

MoS2 bidimensional

121

copos PVT-Zaf (453 cm-1) sobre silicio (450 cm-1) y sobre la plataforma (440 cm-

1).

Figura 3.28. Espectros Raman de la región III de MoS2 normalizados a la intensidad

de A1g de a) las muestras bulk-MoS2 (línea gris), 1, 2 y 3L-PVT-Zaf (panel superior) y 1,

2, 3 y 10L-ME-Plat (panel inferior), y b) 1L-MoS2 sobre diferentes sustratos y la

muestra bulk-MoS2.

La principal diferencia entre la oblea de Si (001) y la plataforma (usados como

sustratos), además de la posible diferencia química (SiO2 nativo frente a la

película de Al2O3 crecida por sputtering), es la rugosidad de la superficie (0.43

nm rms para el Si y 4.4 nm rms para la plataforma).35 El desacoplo de las capas

de PVT-MoS2 del zafiro tras la transferencia produce un reblandecimiento de

los modos acústicos en vHs, desplazándolos a menores frecuencias. Asimismo,

se observa un reblandecimiento en la muestra ME-Plat (440 cm-1) con respecto

a la muestra ME-Si (449.5 cm-1). Por otra parte, también se observa una

dependencia de esta banda con la temperatura. El endurecimiento de la

420 440 460 480Desplazamiento Raman (cm-1)

Bulk 1L-PVT-Sapph 1L-PVT-Si 1L-ME-Si 1L-ME-Plat 1L-PVT-Plat

420 440 460 480

Inte

nsid

ad (u

.a.)

ME-Plat

Desplazamiento Raman(cm-1)

PVT-Sapph

420 440 460 480 500

Inte

nsid

ad R

aman

(u.a

.)

1L 2L 3L 10L bulk

ME-Plat

Desplazamiento Raman (cm-1)

PVT-Zaf

CÁPITULO 3

122

componente de 450 cm-1 a medida que se reduce la temperatura de 300 K a

70 K (=5.2 cm-1, /=1,15%) es más del doble que los observados para

los picos E12g (1.7 cm-1, 0.44%) y A1g (2.3 cm-1, 0.57%) en la muestra 1L-MoS2-

Zaf (Figura 3.29).

Figura 3.29. Esepectro Raman de las regiones II-IV de la muestra 1L-PVT-Zaf a

temperatura ambiente (RT, 300 K) y a 70 K.

Debido a la extrema sensibilidad de la banda a 450 cm-1 a las pequeñas

modificaciones de las deformaciones en la red de MoS2, ya sea a través de su

interacción con el sustrato o inducidas por la temperatura, se espera que la

frecuencia del pico de 450 cm-1 sea un mejor indicador de la deformación en -

MoS2-2D que la frecuencia del modo E12g.

Por otra parte, en la Figura 3.28a se observa una componente alrededor de

470 cm-1 cuya intensidad relativa aumenta con N y, en la muestra 10L-ME, la

banda global es idéntica a la de la muestra bulk-MoS2. A medida que aumenta

N, la estructura electrónica se asemeja a la del MoS2 en volumen, haciendo

posible detectar esta componente débilmente resonante (470 cm-1). Al

contrario de lo que se observa para el pico de 450 cm-1, el límite de alta

frecuencia de la banda permanece casi inalterado con el cambio en el número

de capas, el sustrato o la temperatura.

380 400 420

5

10

15

440 460 480 500 520

2

3 70K RT

Inte

nsid

ad (u

.a.)

1L-PVT-Zaf

Desplazamiento Raman (cm-1)

MoS2 bidimensional

123

3.2.4 Región IV: 500-650 cm-1

En la Región IV tienen lugar procesos de segundo orden que implican una

rama óptica de los modos activos Raman y un modo acústico, ambos con

vectores de onda opuestos pero idénticos (para cumplir la conservación del

momento), a excepción del pico en 570 cm-1 que corresponde al fonón óptico

doble 2E1g.

Figura 3.30. Espectros Raman de la región IV de MoS2 normalizados a la intensidad

de A1g de las muestras b) 1, 2, 3 y 10L-ME-Plat “bulk” (línea gris) y b) 1, 2 y 3L-PVT-

Plat.

El pico en 530 cm-1 en el MoS2 en volumen se ha asignado a E1g(M)+LA(M).36

Las frecuencias de las muestras 1L-MoS2 son más bajas (523-524.3 cm-1) y

aumentan con N con una variación relativa / +1% que tiene el mismo

signo que E1g (/ +0.3%) pero es significativamente mayor.

Los picos en torno a 498 y 550 cm-1 sólo se observan en las muestras PVT y

CVD (Figura 3.18) independientemente del sustrato, pero no están presentes

en las muestras ME y bulk-MoS2, por lo que pueden estar relacionados con

defectos específicos de las técnicas de depósito de vapor. También se han

480 500 520 540 560 480 500 520 540 560 580

Inte

nsid

ad R

aman

(u.a

.)

1L 2L 3L 10L bulk

ME-Plat

Desplazamiento Raman (cm-1)

PVT-Zaf

CÁPITULO 3

124

reportado picos con frecuencias similares en nanopartículas de MoS2 tipo

fullereno y plaquetas.36

Observando la relación de dispersión de los fonones obtenida por dispersión

inelástica de rayos X41 (Figura 3.21) es posible relacionar el pico de 498 cm-1

con combinaciones de modos acústicos y Raman con vectores de onda Q,

como LA(Q) + E1g (LOQ) o TA(Q) + E12g(LOQ). Alternativamente, estos dos picos

podrían deberse a modos locales relacionados con defectos resultantes de la

síntesis de MoS2 que no están presentes en el MoS2 obtenido por exfoliación.

3.2.5 Región V: 650-850 cm-1

En la Región V, se encuentran los modos de segundo orden originados por

combinaciones de los modos activos Raman. La banda más interesante es la

etiquetada como 2A1g, cuya frecuencia, sin embargo, no corresponde al doble

de la frecuencia de A1g() en ninguno de los casos. En el caso de la muestra

bulk-MoS2 aparece en 819 cm-1, una frecuencia mayor que el doble de A1g()

(2 x 407.5 = 815 cm-1). Probablemente su frecuencia esté relacionada con el

máximo del fonón en DOS, que coincide con el valor de A1g(M) a 410 cm-1

reportado por dispersión inelástica de rayos X para el MoS2 en volumen.41 En

el caso de 1L-MoS2, este pico se detecta a una frecuencia casi idéntica

(ligeramente superior) a la de la muestra bulk-MoS2, 820 cm-1 en ME y 822 cm-

1 en PVT, mientras que la frecuencia de A1g es significativamente inferior (402.8

y 404.3 cm-1, para ME y PVT respectivamente). Esto indica que la frecuencia

de la rama A1g se ve afectada de forma diferente por las capas adyacentes

cuando el vector de onda está en o en un borde de zona.

En resumen, las muestras estudiadas encajan dentro de los estándares de

muestras sin defectos, pero presentan picos prohibidos de primer orden que

corresponden a ramas acústicas activados por la presencia de defectos

intrínsecos. Dependiendo del proceso Raman que da lugar a cada uno de los

MoS2 bidimensional

125

fonones, éstos son sensibles a diferentes variables como el número de capas,

el método de crecimiento o el sustrato. En el caso de los picos de 150 y 190

cm-1, los cambios de frecuencia observados con el número de capas pueden

relacionarse con las modificaciones en la estructura de la banda electrónica, a

través de un proceso de doble resonancia mediado por defectos intrínsecos,

que activa los fonones alrededor del punto Q de la zona de Brillouin. Se

observa un comportamiento opuesto para la banda compleja en el rango 420-

470 cm-1 (procesos de dos fonones), que es resonante para energías de

excitación cercanas al excitón B (2 eV), y que, fuera de esta resonancia, para

una excitación en 2.54 eV, es especialmente sensible a la interacción MoS2-2D

con el sustrato y a los cambios en la temperatura. Algunos picos son

específicos de las técnicas de depósito de vapor y también se han detectado

en nanopartículas, lo que indica que estas muestras pueden contener defectos

que no están presentes en las muestras exfoliadas mecánicamente o en el

MoS2 en volumen. Otros picos sólo se detectan en 1L-MoS2,

independientemente de su origen. En este trabajo se proponen nuevas

asignaciones para varios picos (Tabla 3.1) basándonos en los resultados aquí

expuestos y respaldados por la relación de dispersión de fonones obtenida

experimentalmente publicadas recientemente para el MoS2 en volumen.

CÁPITULO 3

126

3.3 EFECTOS DEL TAMAÑO EN NANOCOPOS DE MOS2 DE UNA Y

POCAS CAPAS

El diseño y la fabricación de nanodots, o nanocopos de materiales 2D,

inicialmente de grafeno y más recientemente de TMDCs, es un tema de

creciente interés debido a las nuevas posibilidades que ofrecen estos

materiales. Los nanodots presentan una emisión en el visible cuya longitud de

onda depende del tamaño, aunque su relación no está del todo clara. Por

ejemplo, se ha reportado que la emisión varía de 480 a 500 nm para diámetros

de 2 a 26 nm,45 pero también se ha publicado una variación mucho mayor (430

- 610 nm) para un rango de tamaño de partícula más estrecho (2-7 nm).46 Esta

sintonización de la fotoluminiscencia con el tamaño hace que los nanodots de

MoS2 sean de gran interés.

La reducción del tamaño de MoS2 monocapa es un objetivo y también un reto,

ya que el control necesario para obtener monocapas reales y copos

nanométricos de alta calidad no es sencillo. La caracterización del MoS2

monocapa de tamaño nanométrico también puede verse comprometida, ya

que los procedimientos estándar pueden no funcionar. Por ejemplo, el

parámetro más utilizado para la estimación del número de capas, Δω, puede

no ser adecuado si las muestras crecidas por CVD o PVT presentan defectos,

ya que las frecuencias de E12g y A1g pueden verse alteradas (ver Figuras 3.12 y

3.13). En la Figura 3.13 se observa que las muestras de partida de cada trabajo

muestran una gran variabilidad de los valores E12g, A1g y Δω

independientemente del método de obtención.

Aquí se van a estudiar las características de copos de MoS2 de una y pocas

capas con tamaños que van de 10 nm a 4 μm, combinando la espectroscopía

Raman con la de reflectancia y la fotoluminiscencia, lo que permite discernir

entre los efectos en los espectros Raman originados por los diferentes tipos

MoS2 bidimensional

127

de defectos o distorsiones estructurales de los relacionados con el número de

capas.

Figura 3.31. Representación de los valores de intensidad Raman del modo A1g

(círculos rojos) y de intensidad de PL (cuadrados azules) para regiones con distinto

número de capas de una muestra de MoS2 crecida por PVT.

La Figura 3.31 muestra el comportamiento estándar de la intensidad Raman

del modo A1g y de la fotoluminiscencia de copos de MoS2 grandes (decenas de

micras) a medida que aumenta el número de capas. Las intensidades se

representan en función de Δω y se pueden identificar fácilmente los copos de

1, 2, 3 y 4 capas. Se observa como la intensidad del fonón A1g aumenta

linealmente de una a tres capas, mientras que la intensidad de

fotoluminiscencia disminuye rápidamente al aumentar de N. Sin embargo,

para copos pequeños de MoS2, obtenidos por CVD y PVT, la situación es más

compleja y la determinación del número de capas utilizando Δω no es sencilla

(Figura 3.32).

CÁPITULO 3

128

Figura 3.32. Intensidad del pico A1g frente a Δω para MoS2 crecido por CVD con

tamaño de 0.5 µm (triángulos rosas) y para MoS2 crecido por PVT con tamaños de

entre 1-3 µm y 20 µm (cuadrados verdes y azules respectivamente).

En la Figura 3.33 se presentan imágenes de AFM de muestras de nanocopos

de MoS2, obtenidas por CVD (de 10 nm a 200 nm), e imágenes ópticas de

muestras con copos más grandes, de hasta 4 µm, obtenidas por PVT, todas

ellas crecidas sobre zafiro, junto con los correspondientes perfiles. En todos

los casos los copos tienen una forma triangular y son monocapa, con alturas

de copo que varían de 0.75 nm a 1.2 nm y valores de Δω que van de 20 cm-1 a

22.7 cm-1.

20 21 22 23 24 25 26

0

1000

2000

3000

4000

0.5 m (CVD)1-3 m (PVT) 20 m (PVT)

Int.

Ram

an (u

.a.)

(cm-1)

MoS2 bidimensional

129

Figura 3.33. a) Imágenes de topografía medidas por AFM de nanocopos de MoS2

crecidos por CVD sobre zafiro y b) sus correspondientes perfiles. c) Imágenes ópticas

de copos MoS2 crecido por PVT sobre zafiro.

Dado que las frecuencias de E12g, A1g pueden verse perturbadas debido a

diferentes efectos, se registraron los espectros de transmitancia y reflectancia

macroscópicas y microscópicas para verificar si las muestras son o no

monocapa. La Figura 3.34a muestra los espectros de micro-reflectividad de

una muestra de nanocopos de MoS2 (3-5 μm) y de una de las referencias PVT

con copos de 20 μm de una y dos capas. También se muestran los espectros

de absorción de nanocopos de distintos tamaños en la Figura 3.34b.

CÁPITULO 3

130

Figura 3.34. a) Espectros de micro-reflectividad de copos de MoS2 de tamaño 20 μm

(1L línea negra y 2L línea roja) y de tamaño 3-5 μm (línea azul). b) Espectros de

absorción de copos de MoS2 con tamaño 200 nm (línea verde) y 3-5 μm (línea azul).

El espectro de transmitancia del MoS2 monocapa presenta bandas alrededor

de 1.88 (660 nm), 2.05 (612 nm) y 2.88 eV (430 nm) que corresponden a los

excitones A, B y C.11 Las energías de los excitones A y B muestran cambios

bastante pequeños con N, lo que dificulta la determinación del número de

capas, mientras que la energía del excitón C se reduce drásticamente, de 2.88

a 2.75 eV (430 a 450 nm), al pasar de 1 a 2 o más capas (Figura 3.23). Por tanto,

es un excelente indicador del carácter monocapa de una muestra. Además, el

excitón C no se ve afectado por el dopado o la deformación, mientras que los

excitones A y B son, en principio, más susceptibles a la transferencia de

carga.24 Otro excelente indicador del carácter monocapa es la no detección

del fonón E1g, como se ha explicado en el apartado 3.2. Sin embargo, los

espectros Raman deben tener una alta relación señal/ruido, que no siempre

es fácil de alcanzar. Todas las gráficas que se muestran a continuación se han

realizado utilizando el lenguaje de programación R, las librerías tidyverse y

ggplot2 y la función ggplot(). En todos los casos el color indica el carácter

monocapa (rojo) o multicapa (azul) del MoS2 y la forma indica el método de

obtención que puede ser ME (triángulos), CVD (círculos) o PVT (cuadrados).

1.8 2.1 2.4 2.7 3.0

0.00

0.02

0.04

0.06

0.08C

B

1L 20 m 2L 20 m 1L 3-5 m

Ref

lect

anci

a (u

.a.)

(nm)

A

1.8 2.1 2.4 2.7 3.00.00

0.02

0.04

Abso

rban

cia

(u.a

.)

(nm)

1L 200 nm 1L 3-5 m

MoS2 bidimensional

131

Las muestras crecidas en nuestro laboratorio presentan forma sólida y las

utilizadas de referencia forma hueca.

Con la información sobre el carácter monocapa de las muestras obtenido a

partir de la energía del excitón C se hace evidente que, para los nanocopos de

una sola capa (rojo), Δω varía de 20 a 23 cm-1 y que, para MoS2 con N>1 (azul),

Δω varía entre 22.5 y 25 cm-1 (Figura 3.35).

Figura 3.35. Intensidad del modo Raman A1g con respecto a Δω para muestras de

MoS2 monocapa (rojo) y con más de una capa (azul) obtenidas por CVD (círculos),

PVT (cuadrados) y ME (triángulos). Las muestras crecidas en el laboratorio se indican

con formas sólidas, mientras que las de referencia presentan formas abiertas.

Las frecuencias de los espectros Raman de las muestras obtenidas por CVD

(círculos) y PVT (cuadrados) se han representado en función del tamaño de los

copos junto con los copos de MoS2 de referencia de mayor tamaño (10-30 μm)

obtenidos mediante ME (triángulos) y PVT (cuadrados). La Figura 3.36 muestra

que las frecuencias A1g y E12g aumentan a medida que se reduce el tamaño de

los copos. Las tendencias de 1L-MoS2 (área roja) y de pocas capas (área azul)

son paralelas, pero están desplazadas verticalmente, hacia arriba para A1g y

CÁPITULO 3

132

hacia abajo para E12g, lo que coincide con el signo de los cambios de frecuencia

con el número de capas.

Figura 3.36. Frecuencia de los modos Raman a) A1g y b) E12g de muestras MoS2

monocapa (rojo) y de pocas capas (azul) en función del tamaño.

La frecuencia E12g requiere una atención especial. La muestra de ME

transferida presenta frecuencias E12g similares a las de los copos grandes (10-

15 μm) crecidos por PVT meses después de su crecimiento (384.5 cm-1,

señalado en Figura 3.36b por la franja verde). Sin embargo, las frecuencias de

MoS2 bidimensional

133

estos copos PVT recién crecidos son significativamente menores (alrededor de

383.5 cm-1) (Figura 3.37). Se deduce que los copos de MoS2 recién sintetizados

están sometidos a una tensión de tracción ejercida por el sustrato de zafiro

(probablemente debido a los diferentes coeficientes de expansión durante el

proceso de enfriamiento)9 que luego se relajan lentamente hacia el valor de la

muestra ME sin tensión. Los copos pequeños crecidos por técnicas en fase de

vapor (ya sea por CVD o PVT) también sufren una tensión de tracción

(frecuencia E12g inferior al valor estándar relajado), pero el tensionamiento

debido al sustrato se reduce a medida que el tamaño del copo disminuye

alcanzando el valor de E12g sin tensión para copos de 10 nm, indicando que

estos nanocopos de MoS2 están relajados. La variación de la deformación se

estima en torno a 1% según las referencias.10,21

Figura 3.37. Espectros Raman de la muestra de referencia crecida por PVT en la

Universidad de Alabama después de un mes (negro) y después de un año (rojo).

Por su parte, el aumento de A1g a medida que se reduce el tamaño (Figura

3.36a) puede explicarse por un aumento del dopado tipo-p. El dopado con

huecos se debe típicamente a la transferencia de carga de O2 adsorbido27,32

que, en este caso, puede verse potenciado por una mayor densidad de

vacantes de azufre en los bordes de los copos cuyo peso es más importante a

380 390 400 410

0

200

400

600

800

1000

384.5

Inte

nsid

ad (u

.a.)

Desplazamiento Raman (cm-1)

1 mes 1 año

383.5

CÁPITULO 3

134

medida que se reduce el tamaño. En este caso se detecta una variación en A1g

de alrededor de 3 cm-1 que corresponde a un dopaje deaproximadamente un

8 % siguiendo los resultados de la referencia 29, en la que simulan la

sustitución de los átomos de azufre por átomos de nitrógeno.33

Figura 3.38. Relación de intensidades I(PL)/I(A1g) en función de a) la diferencia de

frecuencias Δω y b) el tamaño de los copos. c) Energía del máximo de

fotoluminiscencia (PL) en función del tamaño de los copos.

Mantener un alto rendimiento de la fotoluminiscencia a medida que el

tamaño de los copos disminuye es un requisito importante para utilizar

nanocopos de MoS2 en aplicaciones de optoelectrónica. Por lo tanto, puesto

que la fracción del área iluminada por el láser ocupada por nanocopos de MoS2

varía de una muestra a otra, para comparar de forma fiable el rendimiento de

MoS2 bidimensional

135

la fotoluminiscencia de las diferentes muestras, se ha empleado la relación de

intensidades entre la banda de fotoluminiscencia y el pico A1g, I(PL)/I(A1g),

utilizando la señal Raman para normalizar y hacer comparables los datos. La

Figura 3.38 presenta la dependencia de esta relación, I(PL)/I(A1g), con el

tamaño de los copos (Figura 3.38b) y con la diferencia de frecuencias, Δω

(Figura 3.38a). I(PL)/I(A1g) no parece estar correlacionada con el tamaño

(figura 3.38b) de las muestras monocapa (color rojo), pero sí con Δω (figura

3.38a). La dependencia exponencial (nótese la escala logarítmica para el

cociente de intensidad) se observa en todo el rango de Δω, de 19 a 25 cm-1,

que incluye muestras de 1L (color rojo) y de pocas capas (color azul), así como

las muestras de referencia ME y PVT (formas abiertas). La Figura 3.38 indica

que el aumento de Δω, independientemente de su origen, disminuye la

eficiencia de la fotoluminiscencia. También se observa un aumento de hasta

50 meV en la energía de la banda de fotoluminiscencia a medida que el

tamaño de los copos disminuye (Figura 3.38c). Además, la Figura 3.39 muestra

que las anchuras (FWHM) de los picos A1g y E12g aumentan con Δω. La

presencia de defectos da lugar a un ensanchamiento de los picos Raman y a

un incremento de Δω (Figura 3.11).12 Por lo tanto, la reducción de la eficiencia

de fotoluminiscencia, asociada a un incremento de Δω, debe estar relacionada

con un aumento del desorden estructural, y no con el tamaño de los copos.

CÁPITULO 3

136

Figura 3.39. Anchuras (FWHM) de los modos Raman a) A1g y b) E12g en función de la

diferencia de frecuencias entre ambos modos (Δω).

En conclusión, se observa que la energía de la fotoluminiscencia aumenta a

medida que se reduce el tamaño. Esta tendencia es consistente con el

aumento del dopado tipo-p deducido a partir de la tendencia de la frecuencia

A1g. Sin embargo, la eficiencia de fotoluminiscencia no muestra una tendencia

de aumento clara a medida que se reduce el tamaño, tal y como se esperaría

MoS2 bidimensional

137

para el dopado tipo-p. Esto podría deberse al desorden estructural

relacionado con la reducción de tamaño, compensando el aumento esperado

en la fotoluminiscencia y dando lugar a intensidades dentro de la dispersión

de valores que se registran para las monocapas de MoS2 de mayor tamaño sin

defectos. Por tanto, se han obtenido nanocopos monocapa de MoS2 en un

amplio rango de tamaños, desde 100 nm hasta varias micras, con una

excelente eficiencia de emisión.

CÁPITULO 3

138

3.4 AMPLIFICACIÓN RAMAN Y DE FOTOLUMINISCENCIA POR

NANOPARTÍCULAS DE MOO2

Una de las características observadas en las muestras de MoS2 sintetizadas por

CVD a partir de MoO3 y S es que algunas de ellas presentan señales Raman y

de fotoluminiscencia anómalamente intensas. Se observan distintas

situaciones: a) zonas monocapa donde tanto la señal Raman como la

fotoluminiscencia están, b) zonas monocapa donde sólo la fotoluminiscencia

está amplificada y c) zonas de varias capas (2 -3) donde ambas señales están

amplificadas, especialmente la de fotoluminiscencia, que debería ser

extremadamente pequeña. Como se mencionó anteriormente, a medida que

el número de capas aumenta, la intensidad Raman lo hace también, mientras

que la de la fotoluminiscencia disminuye, tal y como se observa en la Figura

3.29.

Figura 3.40. a) Imagen óptica de una muestra de MoS2 crecida por CVD, mapas de

intensidad b) del modo Raman A1g, c) de PL y d) la diferencia de frecuencias entre los

modos Raman A1g y E12g (Δω).

MoS2 bidimensional

139

Un ejemplo de estos casos es la muestra presentada en la Figura 3.40 (caso a).

En ella se distinguen dos zonas circulares en las que el MoS2 es monocapa (Δω

≤ 22 cm-1 en Figura 3.40d), pero cuya intensidad Raman (Figura 3.40b) es

mayor (zonas de amarillo a verde) que en el resto de la muestra (zonas negras),

donde el MoS2 es de dos o tres capas (Δω = 23-24 cm-1).

Figura 3.41. Imágenes ópticas de dos muestras de MoS2 crecidas por CVD a partir de

MoO3 y S con las mismas condiciones experimentales.

Como ya se mencionó en el Apartado 3.1 de este capítulo, “Síntesis de MoS2

por CVD”, con el crecimiento consecutivo de muestras fueron apareciendo

nanopartículas (NPs) de MoO2 con densidades cada vez más notables. La

intensidad Raman del MoO2 es aproximadamente 25 veces menor que la

intensidad del MoS2 (comparando polvos prensados) (Figura 3.5, apartado

3.1), por lo que, aunque no se detecte en los espectros Raman de todas las

muestras, las NPs presentes corresponden a este compuesto. Se ha reportado

que esferas de tamaño nanométrico (aproximadamente 40 nm) de MoO2

presentan propiedades plasmónicas, amplificando la señal Raman de

moléculas hasta en un factor 106,47por lo que los plasmones de estas NPs son

muy probablemente responsables de estas señales amplificadas observadas

en determinadas zonas. La mayor reflectancia de las zonas donde se produce

CÁPITULO 3

140

la amplificación sería debida a la presencia de estas NPs metálicas de MoO2.

Sin embargo, el efecto SERS no explica los detalles de los tres casos descritos.

Además, algunas de estas muestras con zonas altamente reflectantes (Figura

3.41) presentan una intensa fotoluminiscencia en zonas donde el MoS2 es de

varias capas, algo totalmente contrario a lo esperado (caso c).

En la Figura 3.41 se muestran imágenes ópticas en las que se observan “zonas

brillantes” con mayor reflectividad (zB, marcada con línea de puntos roja) y

“zonas lisas” (zL, marcada con línea de puntos verde). En todos los casos, el

carácter monocapa o multicapa de las distintas zonas ha sido comprobado con

la posición del excitón C a través de medidas de micro-reflexión (Figura 3.42).

Figura 3.42. Imagen óptica de una muestra de MoS2 crecido por CVD con zonas

brillantes y lisas y sus correspondientes espectros de micro-reflectancia.

Para poder analizar la anomalía en las intensidades Raman y de

fotoluminiscencia de estas muestras se ha tomado como referencia una de las

muestras crecidas por PVT en la Universidad de Alabama. Al igual que en el

apartado anterior, se ha utilizado la relación de intensidad entre la banda de

fotoluminiscencia y el fonón A1g, I(PL)/I(A1g) para comparar los resultados

entre muestras de manera fiable. Para unas condiciones de medida dadas, la

intensidad Raman del modo A1g de la muestra de referencia “estándar” es de

MoS2 bidimensional

141

aproximadamente 500 cuentas y la intensidad de fotoluminiscencia de unas

5000 cuentas, obteniendo valores de la relación de intensidades I(PL)/I(A1g) de

~10 para la monocapa, ~1 en la bicapa y < 1 para más de dos capas (Figura

3.31).

En la Figura 3.43 se han representado espectros Raman y de fotoluminiscencia

representativos de las zonas brillantes y lisas junto con los de la muestra de

referencia crecida por PVT de una capa (Ref 1L) y de dos capas (Ref 2L).

Figura 3.43. a) Espectros Raman y b) de PL correspondientes a la muestra de

referencia monocapa (Ref-1L, línea negra) y a las zonas lisas de la muestra crecida

por CVD (zL, línea roja). Espectros c) Raman y d) de PL correspondientes a la muestra

de referencia bicapa (Ref-2L, línea negra) y a las zonas brillantes de la muestra

crecida por CVD (zB, línea roja). Las líneas estrechas en ~695 nm corresponden a

impurezas de Cr3+ en el zafiro.

CÁPITULO 3

142

El espectro Raman de la zona lisa (zL) indica que se trata de MoS2 monocapa

(Δω=20.5 cm-1) y su ratio I(PL)/I(A1g) es de aproximadamente 150, unas 15

veces mayor que el correspondiente a la muestra de referencia monocapa. En

este caso no se da una amplificación de la señal Raman, pero sí un gran

incremento (x15) de la fotoluminiscencia (caso b).

En la zona brillante (zB), los espectros Raman obtenidos muestran que el MoS2

es de unas pocas capas (Δω ~24 cm-1) y el cociente I(PL)/I(A1g) es ~25 (caso c).

Como ya se ha mencionado, normalmente para MoS2 de más de una capa

I(PL)/I(A1g) suele ser igual o inferior a 1. Sin embargo, en esta muestra es

sorprendentemente alto (x25), incluso mayor que el obtenido para el MoS2

monocapa de referencia. Además de la anomalía observada con respecto a la

intensa fotoluminiscencia que presentan las zonas de pocas capas (zB), la

intensidad Raman de estas zonas también es mayor a la esperada. La

intensidad Raman es proporcional, en general, al volumen de muestra que

origina la señal, por lo que en el MoS2 de pocas capas (entre 2-3L según la

diferencia de frecuencias entre los picos A1g y E12g) debería observarse una

intensidad Raman entre 2 y 3 veces mayor que en las zonas monocapa, como

se muestra en la Figura 3.31. Sin embargo, la intensidad es aproximadamente

20 veces mayor. Desgraciadamente, no es posible calcular el plasmón del

MoO2 en función del tamaño, como se ha hecho en el Capítulo 4 para las NPs

de plata, ya que en este caso no ha sido posible encontrar en la literatura el

índice de refracción (o la constante dieléctrica), ni siquiera para longitudes de

onda concretas. Hay que señalar que la obtención de películas de MoO2 con

fase pura no es sencilla y que hay pocos datos acerca de este compuesto.

Tampoco se han encontrado medidas experimentales del plasmón,

seguramente porque las películas o NPs generadas suelen contener varias

fases MoOx (en muchos casos con MoO3 y otras estequiometrías).

MoS2 bidimensional

143

Por otra parte, la fotoluminiscencia aparece desplazada en ambas zonas hacia

mayores energías con respecto a la de la muestra de referencia (de 1.85 eV en

Ref-1L a 1.87 eV en zL). Se observan, por tanto, dos efectos: una amplificación

de las intensidades Raman y de fotoluminiscencia en las zonas brillantes (zB)

y una importante mejora de la eficiencia de la fotoluminiscencia en las zonas

lisas (zL), además de un desplazamiento a mayor energía en ambas zonas (zB

y zL).

Figura 3.44. Imágenes de a) topografía y b) fase medidas por AFM de una muestra

con anomalías en las intensidades Raman y de PL, en particular en el borde de una

zona brillante (zB); c) Perfiles de topografía de las zonas señaladas en a).

En la Figura 3.44 se presentan las imágenes de topografía y de fase obtenidas

por AFM en el borde de una zona brillante (zB). Atendiendo a la imagen

correspondiente a la fase (panel b) se observan dos regiones diferenciadas: en

el lado izquierdo se detectan copos de MoS2 triangulares dispersos con

CÁPITULO 3

144

nanopartículas (granos negros), y en la parte derecha, se observa la

coalescencia de los copos y un aumento de la densidad de nanopartículas la

(zona brillante, zB). La diferencia de color entre los copos y las nanopartículas

en la imagen de fase indica que su composición química es diferente, lo que

concuerda con que correspondan a MoO2. El tamaño de estas NPs va desde

los 30 a los 180 nm en altura, siendo el tamaño medio aproximadamente 40

nm, y con un tamaño en el plano de 100-150 nm (Figura 3.44 c y d).

Figura 3.45. a) Imágen de topografía AFM, b) imagen con más resolución de la zona

marcada con el recuadro verde en a), d) y f) Perfiles topográficos de las zonas

señaladas en la imagen de topografía b).

En la Figura 3.45a se muestran otras imagenes AFM de la misma muestra pero

en una región que representa la denominada zona lisa (zL), donde se aprecian

NPs muy pequeñas y varios cristales de forma romboide similares a los

reportados en el trabajo de Li et al.8 En la Figura 3.45b se muestra la imagen

de topografía correspondiente al cuadrado verde en el panel a). En ella se ven

MoS2 bidimensional

145

copos triangulares de MoS2 de aproximadamente 1 μm con baja densidad de

NPs .Los copos son monocapa (altura de aproximadamente 0.7 nm según el

perfil de Fig. 41e) y las NPs son de un tamaño mucho menor (altura de 5 - 15

nm) al observado en la Figura 3.44.

Se observan, por tanto, dos morfologías distintas que se pueden asociar a las

zonas brillantes y zonas lisas. Las zonas brillantes muestran una mayor

densidad de NPs de MoO2 y de mayor tamaño, mientras que las zonas lisas

presentan menor densidad de NPs mucho más pequeñas.

A partir de estas observaciones se deduce que la presencia de MoO2 da lugar

a dos efectos distintos. Por un lado, causa la amplificación de las señales

Raman y de emisión de las zonas brillantes (zB), que puede explicarse por el

efecto SERS asociado al plasmón localizado de nanopartículas de MoO2. Por

otro lado, origina una mejora en la eficiencia de la fotoluminiscencia, además

de su desplazamiento a mayores energías, que puede explicarse por un efecto

de dopado tipo-p del MoS2. Es conocido que el O2 adsorbido sobre MoS2

produce un dopado tipo-p, que da lugar a un incremento de la energía de la

fotoluminiscencia y a un aumento de su intensidad debido al cambio en la

recombinación: de triones a excitones.27,29,32,48 En este caso, se deduce que el

MoO2 también induce una transferencia de huecos hacia el MoS2,

intensificando la fotoluminiscencia y desplazándola a mayores energías. Las

zonas brillantes, con NPs de mayor tamaño, parecen verse afectadas por

ambos efectos (SERS y dopado tipo-p), mientras que las zonas lisas, con NPs

más pequeñas, solo se ven afectadas por el dopado tipo-p.

3.4.1. Estabilidad temporal del MoO2 en las muestras de MoS2

Se ha estudiado la estabilidad temporal de estas muestras con señales

atípicas. También se ha estudiado el impacto que tiene el oxígeno en la

CÁPITULO 3

146

fotoluminiscencia de varias muestras mediante distintos tratamientos

térmicos en aire y vacío.

Se ha observado una disminución paulatina de la intensidad de la

fotoluminiscencia con el paso del tiempo (hasta un factor 20 en 60 días) y un

desplazamiento hacia menores energías (de 11 meV) (Figura 3.46). Estos

cambios podrían deberse a: i) una modificación de la interacción entre el MoS2

y el MoO2 y, por tanto, de la transferencia de carga entre ambos, ii) a la

desorción de oxígeno inicialmente presente o iii) a una posible transformación

de las NPs de MoO2 dada la relativa baja estabilidad de este compuesto.

Figura 3.46. a) Espectros de PL para distintas fechas de zB. Las intensidades de los

días 30 y 60 han sido aumentadas un factor 5. b) Posición de PL en función del

tiempo.

Para estudiar el efecto de la adsorción y absorción de oxígeno en MoS2, se ha

reportado la influencia de tratamientos térmicos y de irradiación con plasma

de oxígeno en un copo de MoS2 monocapa exfoliado mecánicamente.27 Al

calentar la muestra en una atmósfera con oxígeno residual (10-2 mbar)

obtienen un aumento de la intensidad de la fotoluminiscencia de hasta un

factor 80, así como un desplazamiento a mayor energía de 20 meV, mientras

que por irradiación con plasma la intensidad aumenta en un factor 100 y se

desplaza 25 meV.27 Después exponen ambas muestras a vacío y observan que

MoS2 bidimensional

147

en la muestra calentada disminuye su intensidad casi hasta recuperar los

valores iniciales, mientras que en la expuesta al plasma sólo se reduce en un

10-20 %, lo que indica que en el primer caso el oxígeno está solo adsorbido,

mientras que en el segundo el oxígeno se enlaza químicamente.

Figura 3.47. Espectros de PL de a) una muestra que no presentaba señales Raman y

PL amplificadas, b) zona brillante y c) zona lisa de muestra con impurezas de MoO2

antes (línea negra) y después de ser calentadas a 300 ºC durante 15 min al aire (línea

roja), y tras ser sometidas a vacío durante 1h (línea azul). d) Posición de la PL en cada

uno de los pasos para la zona brillante (zB), zona lisa (zL) y la muestra sin NPs (No

NPs).

Para estudiar el impacto del oxígeno en la fotoluminiscencia se han realizado

varios tratamientos térmicos en aire y en vacío sobre distintas muestras. Una

muestra con zonas brillantes y zonas lisas (muestra con NPs), y una muestra

sin NPs de MoO2, se calentaron a 300 ºC al aire durante 15 min. Nótese que la

CÁPITULO 3

148

energía de la fotoluminiscencia de esta última muestra antes de ser expuesta

al calentamiento (1.86 eV) es menor que la que presentan las zonas lisas y

brillantes de la muestra con impurezas (1.88 eV). Para la muestra sin NPs de

MoO2 se llevaron a cabo tres oxidaciones consecutivas (líneas roja, verde y

azul oscuro en Figura 3.47a) con la intención de saturar la adsorción de

oxígeno en la muestra. La relación I(PL)/I(A1g) aumenta ligeramente (un factor

~2) con la primera y segunda oxidación, además de aumentar su energía en

13 meV. Sin embargo, a partir de la tercera oxidación el MoS2 empieza a

degradarse, disminuyendo en gran medida tanto las intensidades Raman

como de fotoluminiscencia. En el caso de la muestra con NPs de MoO2, tras el

calentamiento se observa que la relación I(PL)/I(A1g) aumenta hasta un factor

10 tanto en las zonas brillantes (Figura 3.47b) como en las lisas (Figura 3.47c)

y la fotoluminiscencia aumenta su energía en 15 meV.

Todas las muestras fueron después calentadas a 300 ºC en vacío (10-5 mbar)

durante 1h para eliminar el posible oxígeno suministrado en los tratamientos

anteriores. Tras el calentamiento en vacío, se observa una disminución de la

intensidad de la fotoluminiscencia en un 70% en la muestra con NPs de MoO2,

además de un desplazamiento a menores energías, lo que podría asociarse

con una desorción de una parte del oxígeno, mientras que otra parte podría

haber reaccionado haciendo el proceso irreversible, de ahí que no se alcance

el valor inicial. Por otro lado, la muestra que no presenta NPs parece haber

sufrido daños irreparables, ya que su intensidad después del tratamiento a

vacío es menor que la inicial, al igual que su intensidad Raman. Haciendo

referencia únicamente a la primera oxidación parece que, de algún modo,

aunque los desplazamientos en energía de la fotoluminiscencia son similares

en las dos muestras, la fotoluminiscencia de la muestra con NPs de MoO2

muestra una mayor sensibilidad a la oxidación.

MoS2 bidimensional

149

En resumen, una suma de las contribuciones del efecto SERS originado por las

NPs de MoO2, de la transferencia de carga proporcionada por dichas NPs,

además de una posible adsorción de oxígeno en zonas con defectos podrían

justificar las diferentes intensidades Raman y de fotoluminiscencia

observadas, así como la activación de la fotoluminiscencia en zonas donde el

MoS2 es de pocas capas.

3.5 REFERENCIAS

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CÁPITULO 3

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MoS2 bidimensional

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CÁPITULO 3

154

155

4 SERS EN PLATAFORMAS DE GRAFENO Y

NANOPARTÍCULAS DE AG

Es sabido que la amplificación de la radiación electromagnética debida a las

resonancias plasmónicas superficiales localizadas (LSPR) de nanopartículas

metálicas (NPs) es muy eficiente, por lo que se utiliza comúnmente para

detectar señales Raman débiles de analitos diluidos. Es lo que se denomina

técnica SERS (del inglés surface enhancement Raman scattering).1–4 Por otro

lado, la distribución del aumento del campo eléctrico en la superficie de un

sustrato plasmónico es muy poco homogénea, localizándose principalmente

en puntos calientes o " hot spots". El Capítulo 1 recoge una explicación más

amplia y detallada de los conceptos aquí nombrados. Las plataformas SERS

más comunes pueden clasificarse en tres clases: i) nanopartículas metálicas en

suspensión, normalmente fabricadas por el método Creighton,5 que se basa

en la reducción de AgNO3 y cuyas NPs de Ag resultantes tienen un tamaño

medio de ~10 nm, o sintetizadas mediante la técnica de ablación láser en

medio líquido;6–9 ii) nanopartículas metálicas inmovilizadas en sustratos

sólidos,10 como cuarzo,11 papel;10,12 o filtros de alúmina;8 y iii) nanoestructuras

fabricadas directamente sobre sustratos sólidos, por ejemplo mediante

distintas técnicas de litografía,13–15 que puede utilizarse para producir

conjuntos periódicos 2D bien ordenados de nanopartículas.

Las plataformas desarrolladas en este trabajo pertenecen a la tercera

categoría, ya que las nanopartículas se depositan directamente sobre

sustratos sólidos (sílice vítrea o grafeno/cuarzo) mediante la técnica de

agregación en fase gas.16 Se trata de un método físico para generar un flujo

continuo de partículas ultrafinas de tamaño controlado (de 1 a ~10 nm de

radio, es decir, desde 103 hasta 106 átomos por partícula) con distribuciones

CÁPITULO 4

156

de tamaño de partícula estrechas, en un entorno limpio y controlado, en alto

vacío, lo que evita la presencia de cualquier subproducto durante el proceso

de fabricación, como tensioactivos utilizados en métodos de preparación de

NPs por disolución.

El objetivo de este trabajo es evaluar la capacidad de NPs esféricas de Ag

monodispersas ultra pequeñas (R = 1.8 nm) para amplificar las señales Raman

y compararla con otras NPs, de mayor tamaño y forma aplanada (similar a

semiesferoides cuya altura es menor que el radio), así como la relevancia de

la distancia inter-NP en la eficiencia de la amplificación SERS. Para ello se

emplean las señales del grafeno y de una molécula de referencia como la

Rodamina 6G (R6G). Para el análisis de los resultados se realizan y discuten las

simulaciones de campo cercano de los plasmones de NPs individuales y de

redes de NPs, que incluyen la dependencia del tamaño y la distancia media

entre las NPs. Las simulaciones han sido llevadas a cabo por el Dr. Rafael

Ramírez Jiménez (Universidad Carlos III de Madrid). Se comparan los

plasmones y amplificaciones originados por las NPs ultrapequeñas con las

debidas a películas de plata nanoestructuradas con granos de mayor tamaño

(7-15 nm), y se estudia el efecto que tiene la combinación de ambas

estructuras en una misma plataforma.17

4.1 TAMAÑO Y MORFOLOGÍA DE LAS NANOPARTÍCULAS DE AG

ULTRAPEQUEÑAS

Los parámetros descritos en el Capítulo 2 dan lugar a nanopartículas esféricas

monocristalinas, como se observa en las imágenes HRTEM (Figura 4.1a y b).

En la Figura 4.1c se ha representado la distribución de tamaños obtenida del

análisis de aproximadamente 100 NPs. De las medidas se obtiene un radio

medio de ~1.8 nm con una distribución muy estrecha (FWHM = 0.8 nm).

SERS en plataformas de grafeno y nanopartículas de Ag

157

Figura 4.1. a) y b) Imágenes HRTEM de NPs de Ag con tiempo de depósito de 30 s (la línea de puntos roja define el perfil de la NP). c) Distribución de tamaños extraídos

del análisis de 94 NPs.

4.2 ANÁLISIS DE LOS PLASMONES DE LAS NANOPARTÍCULAS

ULTRAPEQUEÑAS: EXPERIMENTOS Y SIMULACIONES

Las nanopartículas de plata (AgNPs) se depositaron simultáneamente sobre

sílice vítrea (AgNPs-FS) y sobre monocapas de grafeno, previamente

transferidas a sustratos de cuarzo (AgNPs-Gr/Q). Se depositaron durante

diferentes tiempos que oscilan entre 300 s y 1200 s. En la Figura 4.2a y b se

han representado los espectros de extinción obtenidos de las medidas de

transmisión óptica de las muestras AgNPs-FS y AgNPs-Gr/Q respectivamente.

Se observa cómo la intensidad, posición y anchura del plasmón de las AgNPs

varía en función del tiempo de depósito y el sustrato.

0 1 2 30

5

10

15

N

Radio (nm)

R= 1.8 nm FWHM=0.8

5 nm20 nm

a) b)

c)

CÁPITULO 4

158

Figura 4.2. Espectros de extinción (-log(T)) de las AgNPs depositadas (a) sobre sílice

vítrea y (b) sobre Gr/Q para diferentes tiempos de depósito. (c) Comparación de las

medidas obtenidas para las NPs depositadas sobre sílice vítrea (línea) y sobre

grafeno (puntos) para depósitos de 900 s y 1200 s. (d) Posición de la longitud de

onda del máximo de extinción en función del tiempo de depósito, (e) anchura

(FWHM) de la banda asociada al plasmón de las NPs depositadas, (f) intensidad del

máximo y (g) área integrada de la banda (NPs depositadas sobre grafeno (triángulos

rojos) y sobre sílice vítrea (cuadrados negros).

El análisis de estas curvas se presenta en la Figura 4.2d-g. En las NPs

depositadas tanto sobre FS como sobre Gr/Q se observa que, a medida que

aumenta el tiempo de depósito, la longitud de onda de resonancia del

plasmón se desplazada fuertemente hacia el rojo (Figura 4.2d), desde 420 nm

hasta más de 450 nm sobre FS y hasta 490 sobre Gr/Q, y además el plasmón

420440460480500

100

150

200

250

0.05

0.10

0.15

300 600 900 12000

10203040

AgNPs-FS AgNPs-GQ

(n

m)

FWH

M (n

m)

DO

Área

Tiempo (s)

0.00

0.05

0.10

0.15

0.00

0.05

0.10

0.15

c)

a)AgNPs/Gr/Q

Extin

ción

(DO

) 300 s 900 s 1200 s

AgNPs/FS

b)

300 s 600 s 900 s 1200 s

200 400 600 8000.00

0.05

0.10

0.15 1200 s Gr 1200 s 900 s Gr 900 s

(nm)

d)

e)

f)

g)

SERS en plataformas de grafeno y nanopartículas de Ag

159

se ensancha significativamente (Figura 4.2e). Esto ocurre a pesar de que el

radio de las NPs (R = 1.8 nm) es constante en todas las series. Los valores

máximos de la extinción (Figura 4.2f) y de la intensidad integrada del plasmón

(Figura 4.2g) son proporcionales al tiempo de depósito.

En un primer paso, se ha utilizado la teoría de Mie para calcular la extinción

de esferas de Ag independientes (suficientemente alejadas para que su

interacción sea despreciable) teniendo en cuenta el cambio en la constante

dieléctrica debido a la amortiguación adicional en la superficie de las NPs que

tiene un peso importante en el límite de tamaño pequeño.18,19 En la Figura 3

se muestra la dependencia del espectro de extinción del plasmón en función

del radio de la NP, normalizado a la masa de la NP. La resonancia del plasmón

presenta un pequeño desplazamiento hacia el rojo, de 8 nm a medida que

aumenta el radio de 2 a 20 nm (recuadro en Figura 4.3). Al aumentar el radio

a valores mayores que 20 nm, se produce un importante desplazamiento hacia

el rojo y un ensanchamiento, así como una drástica disminución de la

intensidad del plasmón. El plasmón más eficiente para las partículas de Ag sin

interacción está alrededor de R = 20 nm, sin embargo, se encuentra en el UV

(365 nm) lo cual no es conveniente para las aplicaciones, siendo preferibles

plasmones en el rango del visible en el que los láseres y los equipos Raman

son más comunes.

CÁPITULO 4

160

Figura 4.3. Cálculos Mie normalizados a la masa y con la constante dieléctrica

corregida de las intensidades de extinción de AgNPs de distintos tamaños. Recuadro:

posición de la resonancia del plasmón en función del radio de la NP.

Las longitudes de onda de resonancia (420-500 nm) y las anchuras (FWHM

100-200 nm) de los plasmones observados (Figura 4.2) no se ajustan bien por

el método Mie para NPs de plata de 2 nm no interactivas (356 nm y 50 nm de

posición y anchura del plasmón, respectivamente). La anchura de los

plasmones medidos no puede deberse a una distribución de los tamaños de

las NPs, ya que, en el caso de estas NPs, la distribución de los radios es

extremadamente estrecha (1.8 ± 0.8 nm, figura 4.1c). La posición y anchura de

los plasmones observados deben estar relacionadas con el aumento de la

densidad de NPs (o lo que es lo mismo, una reducción de la distancia entre

NPs), que da lugar a interacciones entre ellas.

300 400 500 600 700 8000

2

4

6

8

10r=2 nm

r=20 nm

Extin

ción

Nor

m. M

asa

(nm)

r=50 nm

r=100 nm

300 350 400 450

0 5 10 15 20355

360

365

m

ax (n

m)

R(NP) (nm)

SERS en plataformas de grafeno y nanopartículas de Ag

161

Figura 4.4. a) Plasmón para una matriz periódica de NPs de 2 nm de radio usando

simulaciones FDTD para distintas distancias inter-partícula, d, normalizada al radio

de la NP R, desde valores d/R = 0.1 (azul) hasta d/R = 5 (amarillo). b) Posición y

anchura (FWHM) del plasmón en función de la relación d/R.

Para determinar la dependencia del plasmón en función de la distancia entre

partículas se realizaron simulaciones tridimensionales de dominio temporal de

diferencia finita (finite-difference time-domain, FDTD). Se realizaron

simulaciones tanto para pares de NPs como para matrices 2D de NPs con

diferentes tamaños. Un punto clave es evaluar la importancia de una

distribución aleatoria de las NPs, es decir, diferentes distancias inter-particula

alrededor de un valor medio d, por lo que se compararon los resultados de las

simulaciones de 2-NPs, de matrices periódicas de NPs y de NPs dispersas

(número pequeño, 15 NPs). La conclusión es que los resultados de una

distribución periódica de NPs con una distancia inter-partícula, d, reproducen

bien los resultados obtenidos para NPs dispersas al azar y tiene la enorme

ventaja de que la simetría de la distribución periódica permite tiempos de

simulación más cortos.

En la Figura 4.4a se muestran los espectros de extinción simulados de una red

periódica de NPs de R = 2nm con una distancia entre partículas variable, d. Se

400 600 800

Extin

ción

(nm)

R = 2nm

d

d400

450

500

0.1 1 100

50

100

Posi

ción

(nm

)

FWH

M (n

m)

d/R (nm)

a) b)

CÁPITULO 4

162

observa cómo, a medida que se reduce d, la longitud de onda de resonancia

se desplaza hacia el rojo y el plasmón se ensancha. Para una mejor

visualización, se han representado la posición y la anchura de las bandas frente

a la distancia entre NPs normalizada al radio, d/R (Figura 4.4b). Al reducirse la

distancia para valores de d ≤ R se observa un importante desplazamiento al

rojo de la longitud de onda de resonancia del plasmón (desde 350 nm hasta

más de 500 nm, lo que concuerda con los espectros experimentales), así como

un aumento de la anchura del plasmón. Este resultado concuerda con la

observación experimental de un desplazamiento al rojo en el caso de pares de

nanodiscos de Au fabricados litográficamente y los cálculos realizados

mediante la aproximación discreta de dipolos (DDA).20 A medida que se reduce

la distancia los espectros se vuelven complejos presentando más de un pico.

Figura 4.5. Datos experimentales (puntos) de la figura 2 de las muestras AgNPs-FS

con tiempo de depósito de 300 (rojo) y 1200 s (negro) y ajustes (línea) utilizando las

distribuciones de distancias inter-partícula representadas en el recuadro.

Sin embargo, la forma de los espectros medidos (Figuras 4.2 y 4.5) no se ajusta

bien a un plasmón calculado para una distancia inter-partícula dada, siendo

necesario convolucionar los espectros calculados con las distribuciones de

300 400 500 600 700 800

1200s fit 300s fit

Extin

ción

(OD

)

(nm)

0.1 1 10

Peso

d (nm)

SERS en plataformas de grafeno y nanopartículas de Ag

163

distancia entre partículas. En el recuadro de la Figura 4.5 se han representado

las distribuciones inter-partícula necesarias para el ajuste de las muestras

AgNPs-FS con tiempos de depósito de 300 y 1200 s. La distribución

correspondiente a la muestra más densa (1200 s), se desplaza a distancias

inter-partícula más cortas en comparación con la muestra de 300 s, como es

de esperar, con un peso significativo de las distancias muy pequeñas. Por lo

tanto, la reducción de las distancias entre las partículas a medida que aumenta

la densidad es el origen del desplazamiento del plasmón a longitudes de onda

más largas y de su ensanchamiento.

Figura 4.6. Posición y anchura de los plasmones para AgNPs obtenidos por

simulación con una capa superficial dieléctrica para diferentes distancias inter-

partícula.

También se ha evaluado el impacto que tendría una capa superficial dieléctrica

en la posición y forma del plasmón de las NPs, como consecuencia de la

posible oxidación de las NPs o de la adsorción de moléculas orgánicas

presentes en el ambiente. Contrariamente al importante desplazamiento del

plasmón que se ha reportado para NPs de mayor tamaño recubiertas por una

350

400

450

500

550

Posi

ción

(nm

)

0.0 0.4 0.8 1.2

50

100

150

FWH

M (n

m)

d/R

C C C % (4)

2 nm Ag1.8 nm Ag + 0.2 nm n=1.41.8 nm Ag +0.2 nm n= 2.1

CÁPITULO 4

164

capa superficial de SiOx,21 en este caso de Nps muy pequeñas, el impacto sólo

es notable para valores muy altos del índice de refracción de la capa

dieléctrica. Por ejemplo, para una NP con una capa dieléctrica exterior cuyo

grosor es del orden del 10 % del radio de la NP, y un índice de refracción de

2.1, la banda del plasmón se desplaza al rojo en un 5 % y se produce un cierto

ensanchamiento cuando la distancia entre las partículas es corta (<1 nm)

(Figura 4.6). Con todo esto se puede concluir que este factor no juega ningún

papel relevante en la dependencia observada del plasmón con el tiempo de

depósito.

El papel del grafeno se revela cuando se comparan los espectros de extinción

de las AgNPs depositadas sobre FS y sobre Gr/Q. Se aprecian algunas

modificaciones, especialmente en las regiones espectrales del rojo y el IR

(Figura 4.2b y c)). Los aspectos más evidentes son: i) un aumento de los valores

de extinción y de la extinción integrada (Figuras 4.2f y g), ii) un

ensanchamiento (mayor peso del rojo y del IR) y iii) un desplazamiento de la

resonancia hacia el rojo (Figuras 4.2e y 4.d). El aumento de los valores de

extinción probablemente está relacionado con la mayor adherencia de las NPs

durante el depósito al grafeno que a la sílice vítrea. El mayor peso espectral

del IR se debe a la intervención del grafeno en la interacción entre las NPs,

proporcionando un canal para la conexión eléctrica sin producir una

deslocalización total de los electrones oscilantes. Se realizaron simulaciones

para las NPs sobre grafeno, pero no se consiguió reproducir la cola del IR

debido a que la superficie de contacto entre las NPs y el grafeno es muy

pequeña. Además, el efecto del grafeno no se corresponde con el debido a

una variación de la constante dieléctrica del medio en el que las NPs

estuvieran incrustadas. Se ha reportado que en simulaciones DDA de

partículas de plata parcialmente incrustadas en esferas de mica se produce un

desplazamiento al rojo,20 pero no se ha informado de un aumento de la cola

IR como el que se observa para las NPs sobre grafeno.

SERS en plataformas de grafeno y nanopartículas de Ag

165

4.3 AMPLIFICACIÓN RAMAN ORIGINADA POR LAS AGNPS DE 1.8

NM

Para evaluar el comportamiento de la amplificación Raman de las NPs

ultrapequeñas, se ha calculado el cuadrado del campo eléctrico, E2, para un

conjunto periódico de NPs con diferentes tamaños, 1.2 < R < 10 nm, en función

de la distancia inter-partícula. El comportamiento en este rango de radios es

similar, por lo que de nuevo se normalizan los resultados por R (z/R, siendo z

la posición del plano horizontal en el que se calcula E). En la Figura 4.7 se

muestra E2 en el plano ecuatorial (z=0) de las NPs para dos distancias, d = 1.6R

y d = 0.3R. La onda incidente es perpendicular al sustrato y la polarización se

indica en la Figura 4.7a mediante una flecha blanca. Se observa la formación

de puntos calientes (hot spots) en la superficie de las NPs en la dirección de la

polarización incidente y un aumento de su intensidad a medida que las NPs se

acercan. En la Figura 4.7d se muestran los perfiles de intensidad de E2 de las

NPs a lo largo de la línea tangente a la NP (línea negra vertical en la Figura 4.7c)

así como del 10% hacia dentro (línea azul) y hacia fuera (línea roja). Se observa

cómo a una distancia del 10% del radio el campo eléctrico aumenta

significativamente. Los puntos calientes están muy localizados en ciertas

zonas de la superficie de las NPs, pero su extensión aumenta

significativamente a medida que se reduce la distancia inter-partícula. Estos

cálculos muestran que la amplificación Raman a lo largo de la superficie de las

NPs es muy poco homogénea.

CÁPITULO 4

166

Figura 4.7. Mapa de E2 en plano z = 0 para un conjunto periódico de NPs de Ag (a)

para d = 1.6R y (b) para d = 0.3R. c) esquema de dos NPs que indica mediante la

línea continua el plano ecuatorial (z = 0). (d) Perfiles de intensidad de E2 a lo largo de

las líneas verticales indicadas en c): la línea negra corresponde a la superficie de la

NP y las líneas azul y roja a las posiciones desplazadas R/10 hacia adentro y hacia

afuera, respectivamente. El sustrato está en z/R= -1. Las líneas continuas y

discontinuas corresponden a d= 0.3R y d=1.6R, respectivamente.

En la Figura 4.8a se muestran las señales Raman de moléculas de R6G

depositadas por “spin-coating” a partir de soluciones de R6G 10-3 M en

metanol sobre las muestras AgNPs-Gr/Q con diferentes tiempos de depósito

de NPs (300 – 900 s). Como es de esperar, la intensidad Raman aumenta con

el tiempo de depósito de forma no lineal debido a una mayor cantidad de

puntos calientes. También se han hecho diferentes pruebas disminuyendo la

concentración de R6G (Figura 4.8b) que muestran que la amplificación Raman

debida a las AgNPs, en este caso de la muestra con un tiempo de depósito de

1200 s, es significativa incluso para concentraciones inferiores a 10-6 M. En

Escala intensidad: 0 - 5

Escala intensidad: 0 - 40

a)

b)

d)

c)

z=0

-1 0 10

10

20

30

40

50

E2

z/R

surface R/10 out R/10 in

SERS en plataformas de grafeno y nanopartículas de Ag

167

todas las gráficas, la intensidad Raman se ha normalizado a la absorbancia de

la R6G de cada muestra.

Figura 4.8. a) Espectros Raman obtenidos de muestras con una capa de R6G sobre

las muestras AgNPs-Gr/Q para diferentes tiempos de depósito de NPs. b) Espectros

obtenido con diferentes concentraciones de R6G sobre la muestra AgNPs-Gr/Q con

un tiempo de depósito de 1200 s. c) Señal Raman de grafeno para diferentes

muestras de AgNPs-Gr/Q. d) Intensidad Raman del grafeno (normalizada a su valor

sin NPs) y de R6G en función de la densidad de NPs.

800 1200 1600

0

2k

4k

6k

8k

In

t. No

rm. (

u.a)

Desplazamiento Raman(cm-1)

300s 600s 900s

0.00 0.05 0.10 0.15100

101

103

104

105

R6G Gr

In. N

orm

. (u.

a.)

DO Ag 488 nm

800 1200 16000

6k

12k

18k

24k

30k

36k

42k 10-5M 10-6M

Int.

Norm

. (u.

a.)

Desplazamiento Raman (cm-1)

10001500200025003000

600 1200 1800 2400 3000

0

10

20

30

40 1200s 900s 600s 300s 0s

Int.

Nor

m. (

u.a.

)

Desplazamiento Raman (cm-1)

a) b)

c) d)

CÁPITULO 4

168

La Figura 4.8c muestra la señal Raman del grafeno de las muestras AgNPs-Gr/Q

con diferentes tiempos de depósito de NPs (0 - 1200 s). En la Figura 4.8d se ha

representado la dependencia de la amplificación de la señal Raman del

grafeno (calculada después de normalizar a su intensidad sin NPs) y de la señal

Raman las moléculas de R6G en función de la extinción del plasmón de las

AgNPs (relacionada con el tiempo de depósito de las NPs como se muestra en

la Figura 4.2) a la longitud de onda del láser de excitación (488 nm). No es

posible normalizar la intensidad Raman de la R6G a la señal sin NPs ya que su

intensidad está por debajo del límite de detección. Hay dos observaciones

importantes que discutir: i) la amplificación medida para los fonones de

grafeno es mucho más baja que para las moléculas de R6G; ii) la amplificación

para las vibraciones de R6G no es lineal con la intensidad del plasmón

(estrechamente relacionada con la masa total) mientras que para el grafeno

es casi lineal.

La diferencia entre la amplificación Raman para el grafeno y para las moléculas

de R6G se origina principalmente por sus diferencias en las configuraciones

geométricas: el grafeno es una capa plana que contacta con cada NP sólo en

un punto tangencial, mientras que las moléculas R6G envuelven a las NPs

(Figura 4.9).

Figura 4.9. Esquema de la configuración geométrica del grafeno y de la R6G con

respecto a las NPs.

Para estudiar estas diferencias geométricas se han realizados simulaciones de

la distribución de E2 en el plano ecuatorial (z=0), en la posición del sustrato

(z=-R), que se corresponde con la ubicación del grafeno, y en un plano

SERS en plataformas de grafeno y nanopartículas de Ag

169

intermedio (z = -R/2) para un conjunto periódico de NPs con una distancia

inter-partícula de 1.6R. Los resultados se muestran en la Figura 4.10a. Se

observa que el plano en el que se encuentra el grafeno (z=-R) es el que

presenta los valores más bajos de E2, lo que explica la amplificación mucho

más baja observada en los fonones Raman del grafeno frente a la

amplificación de los modos de la R6G.

Figura 4.10. Mapas de intensidad de E2 (a) para un conjunto periódico de NPs con d=

1.6 R en diferentes planos (z= 0, -R/2 y -R= sustrato, el origen de z está en el plano

ecuatorial de las NPs) y (b) en el plano del sustrato (z= -R) para d= 1.6R y 0.3R. Los

círculos indican la posición de las partículas

Además, para evaluar el efecto de la densidad de NPs en este plano, se ha

representado la distribución de E2 en z=-R para dos distancias inter-partícula,

1.6R y 0.3R (Figura 4.10b). Se observa que la reducción de la distancia entre

las partículas tiene un enorme efecto en la amplificación del campo eléctrico

en las regiones donde las superficies de las NPs están más cerca (z=0, Figura

7a y b); mientras que en z= -R tiene un efecto muy débil. En el plano del

CÁPITULO 4

170

grafeno no se generan puntos calientes, por lo que se espera que la

amplificación en este caso sea proporcional a la densidad de NPs, como se

observa en la Figura 4.8d.

Figura 4.11. (a) Amplificación Raman calculada para NPs de R= 2 nm en función de d;

(b) en función de la posición del plasmón para excitaciones de 488 (rojo) y 600 nm

(negro). (c) Intensidad Raman experimental de la R6G y calculada en función de la

posición del plasmón.

La amplificación Raman calculada e integrada sobre toda la superficie de las

esferas donde se encuentran las moléculas R6G se ha representado en las

Figuras 4.11a y b en función de la distancia inter-partícula, d, y de la longitud

de onda de resonancia, respectivamente, para AgNPs de R = 2 nm. Se ha

calculado para dos longitudes de onda de excitación en el rango habitual de la

espectroscopia Raman (488 nm y 600 nm). Esta amplificación depende en gran

medida de d y, por lo tanto, de la posición del plasmón (Figura 4.4). Por último,

en la Figura 4.11c se observa que la tendencia y los valores calculados se

ajustan muy bien a las intensidades Raman experimentales (una vez

multiplicadas por una constante de normalización).

Por otra parte, la interacción entre las moléculas de R6G y las AgNPs

probablemente involucre transferencia de carga y modificaciones en la

configuración de las moléculas. Se sabe que el espectro de absorción de las

a) b) c)

SERS en plataformas de grafeno y nanopartículas de Ag

171

moléculas puede variar no sólo en función del disolvente sino también de su

concentración, ya que las interacciones entre las moléculas y la formación de

dímeros modifican su configuración geométrica y sus estados electrónicos.

Figura 4.12. a) Espectros de absorción medidos en películas de R6G sobre vidrio en

soluciones de concentración 10-3 a 10-5 M (DO en escala logarítmica). b) Espectros de

extinción para las muestras NPs-Gr/Q con R6G 10-3 M (círculos negros) y sin R6G

(triángulos azules) y su diferencia (línea roja). La línea verde es la extinción de R6G

10-2 M sobre vidrio. Las regiones rojas indican la transferencia de peso espectral

relacionada con el depósito de R6G sobre las AgNPs.

Para estudiar las modificaciones de la estructura electrónica de las

transiciones HOMO-LUMO observadas por transmisión óptica se han

depositado películas de R6G de soluciones con concentraciones 10-2 − 10-5 M

sobre vidrio (Figura 4.12a). Se observa que para películas con valores de

densidad óptica (DO) tan bajos como 6x10-3 (10-4 M) el espectro comienza a

modificarse en comparación con el de 10-5 M, donde con una DO = 0.03, la

banda a 524 nm se divide claramente en dos bandas a 516 y 552 nm (para

películas más gruesas la forma del espectro permanece casi inalterada). Estos

cambios se deben a las interacciones entre moléculas y a la formación de

dímeros o trímeros.22,23 Sin embargo, las modificaciones que se producen son

diferentes cuando las moléculas de R6G se depositan sobre las AgNPs.

300 400 500 600 700 800

0.0

0.1

0.2

0.3 AgNPs/Gr/Q R6G on AgNPs/Gr/Q difference R6G on Glass

Ext

intio

n (O

.D.)

wavelenght (nm)

QGAg900 QGAg900R6G resta2 vidrioR6G % (5)

vidrio con pelicula de 10-2MQ/G/Ag900 sec con y sin R6G (10-3)resta: Q/G/Ag+ R&G - vidrio con R6G

300 400 500 600 700 8000.0

0.1

0.2

400 500 600 700 800

1E-3

0.01

10-5 M10-4 M

10-3 M

O.D

.

nm

gssR6G-2 gssR6G-2_2 gssR6G-3_1 gssR6G-3_2 gssR6G-4 gssR6G-4_2 gssR6G-5 gssR6G-5_2

R6G spin coated on glass

10-2 M

10-5 M

10-4 M

10-3 M

Extin

tion

(O.D

.)

wavelenght (nm) gssR6G-2 gssR6G-2_2 gssR6G-3_1 gssR6G-3_2 gssR6G-4 gssR6G-4_2 gssR6G-5 gssR6G-5_2

R6G spin coated on glass

a) b)

Wavelength (nm) Wavelength (nm)λ máx (nm)

Exti

nci

ón

(D

.O.)

300 400 500 600 700 800

0.0

0.1

0.2

0.3 AgNPs/Gr/Q R6G/AgNPs/Gr/Q Diferencia R6G/vidrio

Extin

ción

(D.O

.)

(nm)

b)

CÁPITULO 4

172

En la Figura 4.12b se muestra el espectro de las moléculas de R6G depositadas

sobre la muestra de AgNPs-Gr/Q con un tiempo de depósito de 900 s (círculos

negros) y el de la misma muestra antes de depositar las moléculas (triángulos

azules), que muestra el típico plasmón de Ag. La línea verde traza el espectro

para una película de R6G sobre vidrio con DO similar y la línea roja es la

diferencia entre los espectros de la muestra de AgNPs-Gr/Q con y sin R6G. Este

espectro de diferencia difiere significativamente del de R6G sobre vidrio (línea

verde), lo que evidencia la interacción entre la R6G y las AgNPs. También se

produce un importante desplazamiento del peso espectral del UV (<400 nm)

al rojo (>600 nm) (zonas sombreadas en rojo). En el grupo de J. Zhao se reportó

un desplazamiento del plasmón de Ag a causa de las moléculas de R6G para

determinadas longitudes de onda de plasmón,22 sin embargo, para las

longitudes de onda de estos plasmones no se espera ningún desplazamiento.

Además, las simulaciones del espectro de extinción de AgNPs de recubiertas

con R6G, como una capa con índice de refracción distinto al del aire, no

explican el efecto observado experimentalmente, lo que confirma el efecto

por transferencia de carga.

4.4 COMPARACIÓN DE PELÍCULAS DE AG NANOESTRUCTURADAS

Y NANOPARTÍCULAS DE AG ULTRAPEQUEÑAS.

Se depositaron mediante sputtering una serie de películas delgadas de Ag

sobre sílice vítrea con un grosor nominal de 1, 2 y 4 nm (TF1, TF2 y TF4). En la

Figura 4.13a se muestran las imágenes topográficas de AFM y los

correspondientes perfiles característicos de cada muestra. Las películas

presentan un aspecto granular y una relación de aspecto que disminuye,

pasando de 10 (para TF1) a 3 (TF4) a medida que aumenta el grosor nominal.

El promedio de los radios en el plano aumenta de 7 (TF1) a 15 nm (TF4)

(valores después de la deconvolución del tamaño de la punta del AFM) así

SERS en plataformas de grafeno y nanopartículas de Ag

173

como la altura media, de 0.7 a 8 nm, cuando el grosor nominal de la película

varía de 1 a 4 nm (Figura 4.13b).

Figura 4.13. a) Imágenes de topografía obtenidas por AFM de las muestras TF1, TF2 y

TF4 (izquierda) y sus correspondientes perfiles (derecha). b) Distribución de alturas

cada muestra.

Se depositó R6G sobre cada una de estas muestras para estudiar la

amplificación Raman. En la Figura 4.14a se han representado las curvas de

extinción óptica de las películas nanoestrucuradas de Ag. También se ha

CÁPITULO 4

174

representado la extinción máxima en función del grosor nominal, así como la

posición de los plasmones (Figura 4.14b y c) y la intensidad Raman de la

vibración a 1653 cm-1 de las moléculas de R6G depositadas sobre las muestras

frente al valor de extinción del plasmón correspondiente a la longitud de onda

del láser utilizado en las medidas Raman (488 nm) (Figura 4.11d). Se observa

que el aumento del grosor de las películas conduce a i) un desplazamiento al

rojo del plasmón (Figura 4.11d); ii) su ensanchamiento; y iii) un aumento de su

intensidad (Figura 4.11c).

Figura 4.14. a) Extinción óptica de las películas TF1, TF2 y TF4. b) Espectro Raman de

R6G depositada sobre las peículas TF1, TF2 y TF3. c) Extinción máxima vs. el grosor

nominal de cada película, d) posición vs. extinción máxima y e) Intensidad Raman del

modo a 1653 cm-1 de la R6G vs. extinción de las películas delgadas a 488 nm

(intensidad normalizada por la absorción de la R6G depositada).

0.0 0.1 0.2 0.30

5k

10k

15kR6G 1653 cm-1

Int.

Ram

an N

orm

. (u.

a.)

D.O. Ag 488 nm

1nm

4nm

2nm

e)

500 1000 1500

0

10k

20k

30k

40k

Int.

Ram

an N

orm

. (u.

a.)

Desplazamiento Raman (cm-1)

R6G/TF1 R6G/TF2 R6G/TF4

b)

200 400 600 8000.0

0.1

0.2

0.3

0.4

0.1 0.2 0.30

5k

10k

1 2 3 40.0

0.1

0.2

0.3

0.0 0.1 0.2 0.3450

500

550 d)

Extin

ción

(D.O

.)

Thickness (nm)

c)

Posi

ción

(nm

)

Extinción (D.O.)

1nm

4nm

2nm200 400 600 800

0.0

0.1

0.2

0.3

0.4

0.1 0.2 0.30

5k

10k

1 2 3 40.0

0.1

0.2

0.3

0.0 0.1 0.2 0.3

450

500

550

Wavelength (nm)

Ext

intio

n (O

.D.)

TF! TF2 TF4

a)

R6G 1653 cm-1

SERS en plataformas de grafeno y nanopartículas de Ag

175

Las posiciones observadas del plasmón (450-550 nm) están extremadamente

desplazadas hacia el rojo en comparación con las predicciones de Mie (Figura

4.3) para los tamaños actuales (360-365 nm). Además, la tendencia observada

con la relación de aspecto no concuerda con en las características del plasmón

ya que, al reducirse la relación de aspecto, el plasmón debe desplazarse al

azul.2 En este caso la distancia entre partículas es también el parámetro más

relevante y explicaría el desplazamiento al rojo del plasmón a medida que

aumenta el grosor nominal. Es importante señalar que, en el caso de estas

nanoestructuras de Ag más grandes, la amplificación de la señal Raman de R6G

es lineal con la extinción, contrariamente al comportamiento exponencial

observado para las AgNPs de R=2 nm (Figura 4.8d).

Figura 4.15. Comparación de la intensidad Raman del modo de vibración a 1653 cm-1

de la R6G obtenida por las nanopartículas ultrapequeñas (NPs) y por las

nanoestructuras alargadas de 7-15 nm (TF) en función de la densidad óptica del

plasmón a 488 nm. Intensidades normalizadas por la absorción de la rodamina.

Una observación importante es que la amplificación Raman, para una

densidad óptica determinada, originada por NPs ultra-pequeñas es mayor que

la debida a estas nanoestructuras granulares de 7-15 nm, cuyo tamaño se

acerca más al óptimo para partículas no interactivas. Con este análisis puede

0.0 0.1 0.2 0.3 0.4

103

104

105

NPs TFIn

t. R

aman

Nor

m. (

u.a.

)

DO Ag 488 nm

CÁPITULO 4

176

concluirse que, en la amplificación Raman, el peso de los puntos calientes es

especialmente importante para las NPs extremadamente pequeñas en los que

la relación superficie/volumen es muy alta.

4.5 PELÍCULAS DE AG NANOESTRUCTURADAS COMBINADAS CON

AGNPS DE R = 1.8 NM

Para evaluar la posibilidad de mejorar aún más la amplificación de la señal, se

fabricaron sistemas más complejos combinando las películas delgadas

nanoestructuradas de granos con R=10 nm con NPs de R= 1.8 nm. De este

modo se pretende aumentar la amplificación Raman relacionada con una

mayor masa de Ag de las películas nanoestructuradas, y promover la

formación de puntos calientes debidos a las NPs ultra-pequeñas.

Figura 4.16. Esquema de las tres zonas de las que consta cada muestra:

nanopartículas ultrapequeñas (NPs, zona A), película delgada nanoestructurada (TF,

zona B), y una combinación de ambas (TF+NPs, zona C).

Cada muestra presenta tres regiones: NPs (zona A), película delgada

nanoestructurada (TF) (zona B) y NPs y TF combinados (zona C) depositados

en sustratos de sílice vítrea (Figura 4.16). De esta manera es posible comparar

de manera fiable las características del plasmón de las diferentes zonas, así

como la amplificación Raman de los modos vibracionales de las moléculas de

R6G depositadas posteriormente por inmersión.

SERS en plataformas de grafeno y nanopartículas de Ag

177

Figura 4.17. Esquemas de las secciones transversales, imágenes topográficas de AFM

y sus correspondientes perfiles las de las tres regiones: NPs, TF y TF+ NPs, zonas A, B

y C respectivamente.

El grosor nominal de las películas de Ag nanoestructuradas es de 3 nm y sobre

ellas se depositaron diferentes densidades de NPs de Ag. La Figura 4.17

presenta un análisis de AFM de las tres regiones de la muestra para una

densidad alta de NPs (tiempo de depósito 600 s): la zona A con sólo NPs (R=1.8

nm), la zona B corresponde a la película de 3 nm con semiesferas aplanadas y

una relación de aspecto de alrededor de 5 y, finalmente, la zona C, con TF y

NPs, con una altura media similar a la zona B, pero donde los perfiles revelan

la presencia de las NPs.

CÁPITULO 4

178

Figura 4.18. Espectros de extinción de las zonas A (NPs, línea azul), B (TF, línea roja) y

C (TF+NPs, línea negra) para a) una densidad de NPs baja (tiempo de depósito de 75

s), en el recuadro se muestra una zona aumentada del espectro de las NPs y b) una

densidad de NPs alta (tiempo de depósito 600 s).

La Figura 4.18 muestra los espectros de extinción de las muestras con baja

densidad de NPs (Figura 4.18a con un tiempo de depósito de 75 s) y con alta

densidad de NPs (Figura 4.18b con un tiempo de depósito de 600 s). Se han

representado en rojo los espectros correspondientes a las regiones sin NPs

(TF), en negro con NPs (TF+NPs) y en azul sólo las NPs. Las películas delgadas

(TF) muestran plasmones desplazados al rojo, 450-470 nm, con respecto a los

de las NPs que presentan la resonancia en 400-420 nm. En la Figura 4.18a se

observa que los plasmones correspondientes a una baja densidad de NPs son

extremadamente débiles (ver recuadro) y que su combinación con las

películas da lugar a un aumento del peso espectral en el rojo-infrarrojo, así

como a una pequeña reducción de la intensidad en los máximos con respecto

a las películas sin NPs. Esto se debe muy probablemente a un cierto grado de

deslocalización de los portadores causada por las NPs depositadas, pero sin

llegar a la percolación, ya que la muestra es eléctricamente aislante. Para esta

baja densidad de NPs (estimada en unos 9.7 x 1011 cm-2), la DO en la longitud

de onda de excitación láser (488 nm) se reduce en la región TF+NPs con

respecto a la región sin NPs y, sin embargo, la señal Raman R6G aumenta un

SERS en plataformas de grafeno y nanopartículas de Ag

179

factor 3 con el depósito de las NPs (Figura 4.19). En la Figura 4.18b se observa

que el depósito de una mayor densidad de NPs sobre las películas delgadas da

lugar a un aumento en la intensidad de los máximos. La amplificación en este

caso aumenta sólo linealmente con la DO debido a que la formación de puntos

calientes se ve obstaculizada por una mayor deslocalización de los portadores.

Figura 4.19. Espectros de amplificación Raman de R6G sobre TF (rojo) y sobre

TF+NPs (negro) con baja densidad de NPs. Recuadro: Intensidad Raman del pico a

600 cm-1 frente a la DO del plasmón a la longitud de onda de excitación del láser

(488 nm).

En resumen, se ha evaluado la capacidad de amplificación de NPs ultra-

pequeñas de plata, monocristalinas, libres de reactivos, con un radio R = 1.8

nm y una distribución de tamaño muy estrecha, depositadas sobre sílice vítrea

y sobre grafeno/cuarzo. Independientemente del sustrato utilizado, el

aumento de la densidad de las NPs provoca un desplazamiento de la longitud

de onda del máximo del plasmón medido hacia el rojo (de 400 a 500 nm) así

como su ensanchamiento.

Las simulaciones de conjuntos de NPs de Ag 2D utilizando cálculos

tridimensionales de diferencias finitas de dominio temporal (FDTD)

500 1000 1500

0

20k

40k

60k

80k

0.20 0.25

20k

40k

Int. Ra

man (

u.a.)

(nm)

TF TF + NPs

DO Ag 514 nm

500 1000 1500

0

20k

40k

60k

80k

0.22 0.24 0.260

20k

40k

Int. Ra

man (

u.a.)

(nm)

DO Ag 488 nm

500 1000 1500

80k

60k

40k

20k

0

500 1000 1500

0

20k

40k

60k

80k

0.20 0.25

20k

40k

Int.

Ram

an (u

.a.)

(nm)

TF TF + NPs

DO Ag 514 nm

500 1000 1500

0

20k

40k

60k

80k

0.22 0.24 0.260

20k

40k

Int.

Ram

an (u

.a.)

(nm)

DO Ag 488 nm

Desplazamiento Raman (cm-1)

Int.

Ram

an (

u.a

.)

CÁPITULO 4

180

demostraron que la reducción de la distancia inter-partícula, d, conduce a un

desplazamiento hacia el rojo y a un ensanchamiento del plasmón. Estos

efectos son generales para las NPs con radios, R, hasta 10 nm, en términos de

distancia normalizada d/R, y son importantes cuando d<R.

Se ha calculado la influencia de una posible capa de recubrimiento de las NPs

(debido a la oxidación o a la adsorción de especies derivadas del carbono), el

resultado indica una pequeña variación. Los plasmones medidos se originan

por distribuciones de distancias inter-partícula que se estrechan y se

desplazan a distancias más pequeñas a medida que la densidad de NPs

aumenta.

El papel del grafeno como sustrato para el depósito de NPs es deslocalizar

parcialmente los portadores libres, así como favorecer la adherencia de las

NPs sobre el sustrato.

La amplificación de las señales Raman del grafeno y de una película de R6G

depositada por “spin-coating” varía de manera muy diferente al aumentar la

densidad de las NPs. En el caso del grafeno, la amplificación aumenta

linealmente con la extinción del plasmón, mientras que en el caso de la R6G la

amplificación es casi exponencial. Esta diferencia se debe a la diferente

configuración geométrica de ambos con respecto a las NPs. El campo eléctrico

en la posición del sustrato (la posición del grafeno) presenta una amplificación

débil y no se ve significativamente afectada por la reducción de la distancia

entre las partículas. Por el contrario, las moléculas R6G, que envuelven las

NPs, se ven afectadas por los altos campos creados en los espacios entre las

NPs (hot-spots) a medida que la distancia entre estas disminuye. La variación

observada de la intensidad Raman en función de la intensidad del plasmón se

corresponde muy bien con la amplificación calculada al reducir la distancia

media entre las partículas. El comportamiento exponencial demuestra la alta

eficiencia de los puntos calientes que se forman en los espacios inter-partícula.

SERS en plataformas de grafeno y nanopartículas de Ag

181

También se ha comparado la amplificación de las NPs ultra-pequeñas con la

de granos más grandes (7<R<15 nm) de películas delgadas de plata. El

desplazamiento hacia el rojo y el ensanchamiento del plasmón que se observa

a medida que el grosor de la película aumenta también se deben

principalmente a la reducción de la distancia entre las partículas, sin embargo,

la amplificación de R6G en este caso es sólo proporcional a la extinción del

plasmón. Es importante señalar que, para el mismo valor de extinción, la

amplificación proporcionada por las NPs ultra-pequeñas es mayor que la de

los granos más grandes de las películas, debido principalmente a los puntos

calientes entre las NPs ultra-pequeñas.

Desde el punto de vista de las aplicaciones, resulta relevante la posibilidad de

aumentar eficientemente la amplificación obtenida con películas de plata

depositando sobre ellas bajas densidades de NPs ultra-pequeñas, de manera

que se crean puntos calientes adicionales.

Una vez normalizada la intensidad de los respectivos plasmones debido a la

mayor densidad de puntos calientes que se pueden generar para una misma

masa de plata, el presente trabajo demuestra que las NPs ultra-pequeñas son

más eficientes para el SERS que las NPs más grandes comúnmente utilizadas.

4.6 REFERENCIAS

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CÁPITULO 4

182

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10. Pena-Pereira, F., Duarte, R. M. B. O. & Duarte, A. C. Immobilization strategies and analytical applications for metallic and metal-oxide nanomaterials on surfaces. TrAC - Trends in Analytical Chemistry vol. 40 90–105 (2012).

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15. Hou, X. et al. Periodic silver nanocluster arrays over large-area silica

SERS en plataformas de grafeno y nanopartículas de Ag

183

nanosphere template as highly sensitive SERS substrate. Appl. Surf. Sci. 437, 92–97 (2018).

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185

5 FUNCIONALIZACIÓN DE GRAFENO CON GRUPOS

CARBOXÍLICOS PARA APLICACIONES EN

BIODETECCIÓN

En los últimos años, los materiales de grafeno propuestos para aplicaciones de

detección de biomoléculas se han basado habitualmente en la adaptación del

óxido de grafeno (GO) mediante procesos químicos de reducción,1–4 lo que

plantea algunos problemas de eliminación de reactivos, de reproducibilidad y

de baja conductividad debido a defectos inherentes a ese material. El GO

presenta distintos grupos funcionales oxigenados como grupos carboxilo (-

COOH), hidroxilo (-OH), epoxi y carbonilo (CO), que permiten una gran

variedad de procesos de funcionalización.5 La funcionalización covalente para

el reconocimiento de antígenos suele basarse en el anclaje de un anticuerpo

a través de los grupos carboxilo, mientras que la presencia del resto de grupos

oxigenados interrumpe la conjugación y aumentan la resistividad del grafeno,

convirtiéndolo en un material aislante y dificultando su aplicabilidad en

dispositivos electrónicos.

En este trabajo se ha diseñado una nueva ruta de síntesis para funcionalizar

in-situ grafeno-CVD con grupos -COOH de una forma controlada. Esta

funcionalización pretende facilitar la posterior unión con otros grupos

específicos, como las aminas primarias (-NH2) vía enlaces carbodiimida,

presentes en diferentes moléculas biológicamente activas y disponer así de

plataformas aptas para sensores ópticos o electrónicos de biomoléculas.6

CÁPITULO 5

186

5.1 OPTIMIZACIÓN DE LA FUNCIONALIZACIÓN IN-SITU DE

GRAFENO CVD CON COOH

En la Figura 5.1 se esquematiza el procedimiento de carboxilación de grafeno

in-situ durante su síntesis por CVD mediante vapor de ácido dicloroacético

(DCA).

Figura 5.1. Secuencia de rampas y condiciones para el crecimiento y la

funcionalización in-situ de grafeno CVD con ácido dicloroacético. Se indican los gases

según el color del sombreado, los tiempos y temperaturas empleados en las distintas

fases.

El proceso completo está compuesto por cinco etapas (ver Capítulo 2), pero

dentro del proceso global de CVD, se pueden destacar tres pasos que

conforman la formación y funcionalización del grafeno (ta, tb y tc). Estas tres

etapas son las siguientes:

ta) Etapa durante la cual tiene lugar la formación de la monocapa de

grafeno. Las condiciones estándar para la síntesis de grafeno

monocapa a partir de CH4:H2 en nuestro sistema CVD son de 30

Funcionalización de grafeno con grupos carboxílicos…

187

minutos a 910 ºC. Para la obtención de muestras funcionalizadas se

escogieron tiempos de 15 y 30 min.

tb) En esta etapa se introduce el vapor de DCA. Dependiendo de la

muestra se mantienen o se eliminan los flujos de H2 y CH4 y se lleva a

cabo a la misma temperatura que la etapa anterior (910 ºC). Esta etapa

tiene duraciones diferentes en función de la muestra (0-30 min).

tc) En algunas muestras se mantiene el flujo de DCA durante los primeros

minutos (tc) de la etapa de enfriamiento.

Se crecieron sucesivas muestras variando los tiempos y flujos de gases de

estos tres pasos de manera sistemática con el fin de optimizar el proceso y

obtener grafeno monocapa con el máximo grado de funcionalización. Se han

resumido en la Tabla 5.1 las muestras representativas obtenidas con

diferentes combinaciones de tiempos en ta, tb y tc etiquetadas como

'FGr_ta.tb.tc'. Por ejemplo, la etiqueta 'FGr_30.15.0' se refiere a una muestra

obtenida con un tiempo de crecimiento de grafeno de 30 min con CH4:H2 (ta =

30 min) a 910 ºC seguido de 15 min a 910 ºC con vapor de DCA (tb = 15 min), y

sin vapor de DCA durante el enfriamiento (tc = 0 min). SLG y MLG hacen

referencia a grafeno monocapa y multicapa respectivamente, y su

terminación -F implica que está funcionalizado. En algunas muestras el tipo de

grafeno no es homogéneo a lo largo de la muestra, por lo que el etiquetado

indica las diferentes características.

CÁPITULO 5

188

Tabla 5.1. Resumen de las muestras representativas de grafeno funcionalizado con

grupos -COOH incluyendo los tiempos y atmósferas gaseosas características utilizados

para la funcionalización.

Muestra ta

(min) Gases en tb DCA:CH4:H2

tb (min)

gases en tc DCA:CH4:H2

tc (min)

Grafeno obtenido

F-Gr_15.15.0 15 1:9:90 15 - 0 SLG-F/SLG-F

F-Gr_30.0.15 30 - 0 100:0:0 15 SLG/MLG-F

F-Gr_30.15.0 30 100:0:0 15 - 0 SLG/MLG-F

F-Gr_30.30.0 30 100:0:0 15 100:0:0 5 SLG-F/MLG-

F

F-Gr_15.30.0 15 100:0:0 30 - 0 SLG-F/SLG-F

F-Gr_15.30.5 15 100:0:0 30 1:9:90 5 SLG-F

5.2 CARACTERIZACIÓN MEDIANTE ESPECTROSCOPÍA RAMAN DEL

GRAFENO OBTENIDO MEDIANTE FUNCIONALIZACIÓN IN-SITU

Las características del espectro Raman de las muestras de grafeno se utilizan

comúnmente para obtener información sobre diferentes parámetros como el

número de capas, la densidad de los defectos puntuales o el tamaño lateral

del cristal presente en la estructura. Como ya se explicó en el Capítulo 1, el

espectro Raman de grafeno de una sola capa (SLG) incluye el pico G, situado a

~1580 cm-1 y el pico 2D, a ~2700 cm-1. La presencia de defectos induce la

aparición del pico D a ~1350 cm-1. La relación de intensidad de este pico D al

modo G es una medida de los defectos de la monocapa de grafeno, por lo que

proporciona una estimación del grado de funcionalización.¡Error! Marcador

no definido. Sin embargo, es importante señalar que la intensidad del pico D

está relacionada con la presencia de cualquiera de los grupos GO y no sólo de

los carboxilos.

Funcionalización de grafeno con grupos carboxílicos…

189

En la Figura 5.2 se han representado espectros de las zonas más

representativas de cada una de las muestras. Inicialmente, la funcionalización

se llevó a cabo introduciendo el vapor de DCA en la segunda mitad de la etapa

de crecimiento estándar, es decir, ta tuvo una duración de 15 min, y durante

los siguientes 15 minutos se introdujo DCA manteniendo también la mezcla

H2:CH4 (FGr_15.15.0, Fig 5.2a). La muestra obtenida fue de grafeno monocapa

con una funcionalización débil en un 30 % de la muestra (con ID/IG en el rango

0.1 - 0.2). Se observó que la presión de trabajo en la etapa tb fue la misma que

en la etapa ta a pesar de introducir el DCA. Esto se debe a que el flujo

conseguido al evaporar el DCA es muy pequeño en comparación al flujo de

H2:CH4 y por ello la funcionalización es débil. En base a este resultado y con la

intención de conseguir un mayor grado de funcionalización, en las siguientes

muestras se introdujo el DCA en ausencia de los gases H2:CH4 después del paso

de crecimiento del grafeno estándar (ta de 30 minutos), y se hizo de tres

maneras diferentes: i) en los primeros 15 minutos de la rampa de enfriamiento

('FGr_30.0.15', Fig 5.2b), ii) durante 15 y iii) 30 minutos a la temperatura de

crecimiento 910 °C ('FGr_30.15.0', Fig 5.2c y 'FGr_30.30.0', Fig 5.2d,

respectivamente). En los dos primeros casos la funcionalización no es

homogénea y, curiosamente, se puede observar que en la región

funcionalizada (con una intensidad D significativa) se forma grafeno multicapa

(MLG-F), mientras que para las regiones no funcionalizadas se registra el

espectro de grafeno monocapa sin defectos (SLG). La confirmación de que el

grafeno es monocapa viene dada por la relación de intensidad I2D/IG > 1,

típicamente en el rango 2-4. Sin embargo, la intensidad 2D máxima puede

reducirse por las distorsiones y defectos de la red, de modo que un SLG con

defectos puede presentar I2D/IG ≤ 1. Por otro lado, un mayor tiempo tb

(‘FGr_30.30.0’), da lugar a grafeno monocapa y multicapa funcionalizados

(SLG-F y MLG-F) de manera homogénea en toda la muestra.

CÁPITULO 5

190

Figura 5.2. Espectros Raman representativos de cada muestra. Los colores hacen

distintos colores hacen referencia al tipo de grafeno obtenido: SLG (azul), SLG-F

(verde), MLG-F (rojo). Se ha representado para cada una de las muestras un espectro

de una muestra de grafeno de referencia (gris).

El número de capas hasta alrededor de 5 puede obtenerse a partir del análisis

de la forma de la banda 2D, siempre que el apilamiento de las capas se

corresponda bien con el apilamiento de grafito ordenado. En estas muestras

de grafeno funcionalizado, y por lo tanto defectuosas, con un tipo de

1000 1500 2500 3000

0

40

80

1000 1500 2500 3000

0

20

40

60

1000 1500 2500 3000

0

20

40

60

1000 1500 2500 3000

0

20

40

60

80

100

1000 1500 2500 3000

0

20

40

60

1000 1500 2500 3000

0

20

40

60

FGr_30.30.0

Inte

nsid

ad (c

nt/s

)In

tens

idad

(cnt

/s)

Inte

nsid

ad (c

nt/s

)

Inte

nsid

ad (c

nt/s

)In

tens

idad

(cnt

/s)

Desplazamiento Raman

Inte

nsid

ad (c

nt/s

)

Desplazamiento Raman

D

FGr_15.15.0

Desplazamiento Raman Desplazamiento Raman

Desplazamiento Raman Desplazamiento Raman

G

2D

D

G

2D

D

G

2DFGr_30.0.15

FGr_30.15.0

2DFGr_15.30.0

DG

2D FGr_15.30.5

DG

D

G

2D

Funcionalización de grafeno con grupos carboxílicos…

191

apilamiento desconocido, se ha utilizado la intensidad del pico G para obtener

una estimación del número de capas.7 Como aproximación razonable, el

número de capas se obtiene de la relación entre la intensidad del pico G de la

muestra y la de un grafeno monocapa sin defectos de referencia. De esta

manera, el número de capas para las muestras con ta=30 min es de entre 2 y

15, dependiendo de la zona de la muestra, y el cociente ID/IG está en el rango

0.25 – 0.35.

Dado que ta= 30 min da como resultado películas de grafeno funcionalizadas

pero multicapa, se probó a utilizar un tiempo ta más corto, 15 min, y tb más

largo, 30 min, con el objetivo de obtener grafeno funcionalizado monocapa.

Como resultado se obtuvieron muestras de grafeno monocapa/bicapa (I2D/IG

≥ 1), funcionalizado de manera heterogénea, con valores de ID/IG en el rango

0-0.3 (‘FGr_15.30.0’, Fig 5.2e). Introduciendo el DCA también durante los

primeros minutos de enfriamiento es posible obtener un grafeno

monocapa/bicapa funcionalizado homogéneamente ('FGr_15.30.5', Fig 5.2f).

Para comprobar la uniformidad de las películas de grafeno funcionalizado se

realizaron mapas Raman de 15x15 μm. En la Figura 5.3 se representan las

imágenes ópticas y sus correspondientes mapas que muestran las relaciones

de intensidad ID/IG (azul) y I2D/IG (verde) de los cuatro tipos de muestras

representativos, así como de una muestra de referencia de grafeno CVD

monocapa sin funcionalizar. En las imágenes Raman I2D/IG las zonas oscuras

representan las zonas multicapa, MLG, y las zonas claras las zonas monocapa,

SLG, mientras que en las imágenes ID/IG las regiones oscuras corresponden al

grafeno no funcionalizado (ID débil) y las claras al grafeno funcionalizado (ID

más intenso). Observando estas imágenes Raman se hace evidente que las

regiones de grafeno multicapa están siempre funcionalizadas.

CÁPITULO 5

192

Figura 5.3. (a) Imágenes ópticas de los cuatro tipos de muestras funcionalizadas

principales. Imágenes Raman de las mismas regiones de la relación de intensidades

(b) I2D/IG y (c) ID/IG. La escala es la misma para todas las imágenes. Los puntos

abiertos (grafeno funcionalizado) y los puntos cerrados (grafeno sin funcionalizar) se

corresponden con los espectros representados en la Figura 5.2.

Funcionalización de grafeno con grupos carboxílicos…

193

Como ya se ha mencionado, las muestras crecidas con ta=30 min son

multicapa, lo que indica que el DCA en la etapa tb promueve la formación de

grafeno, ya que para este mismo tiempo de crecimiento, pero sin DCA, se

obtiene una lámina continua de grafeno monocapa sin defectos. Debido a esta

contribución al crecimiento de grafeno por parte del DCA, se probó crecer

grafeno funcionalizado usando DCA como única fuente de carbono (sin CH4)

con la intención de obtener una muestra de grafeno fuertemente

funcionalizado. Sin embargo, se observó que, sin haber crecido previamente

una capa de grafeno con CH4, el DCA corroe totalmente la lámina de Cu hasta

su desaparición. Para confirmarlo, se sumergieron una lámina de Cu con

grafeno (Cu/Gr) y otra sin grafeno en DCA a 150 ºC.

Figura 5.4. Imagen de las láminas de Cu y Cu/Gr sumergidas en DCA a 150ºC a)

durante 10 min.

En la Figura 5.4 se observa cómo la lámina que no tiene grafeno se corroe a

una velocidad mayor. Esto demuestra el efecto protector del grafeno como

barrera contra la corrosión.

CÁPITULO 5

194

Figura 5.5. Esquema con los tipos de muestra obtenidos en función de los tiempos

de cada etapa ta, tb y tc.

En resumen, en función de los tiempos de crecimiento y funcionalización se

obtienen cuatro tipos de muestra (Figura 5.5): i) muestras con regiones de

grafeno monocapa no funcionalizado y regiones de grafeno de varias capas

funcionalizado (SLG/MLG-F), ii) grafeno monocapa y multicapa ambos con

funcionalización homogénea (SLG-F/MLG-F), iii) grafeno monocapa con

funcionalización no homogénea (SLG/SLG-F) y iv) grafeno monocapa con

funcionalización homogénea (SLG-F).

5.3 CARACTERIZACIÓN XPS DE GRAFENO OBTENIDO MEDIANTE

FUNCIONALIZACIÓN IN-SITU

La espectroscopia Raman demuestra la funcionalización del grafeno pero no

proporciona información selectiva de los grupos funcionales presentes. Sin

embargo, mediante el análisis de los espectros de XPS del carbono (C1s) en

muestras de grafeno u óxidos de grafeno es posible obtener información sobre

el contenido de cada grupo funcional. Las medidas XPS así como los ajustes

correspondientes fueron llevados a cabo por el Instituto de Ciencia y

Tecnología del Carbono. En la Figura 5.6 se muestra el espectro XPS del nivel

1s del C de tres muestras con diferente grado de funcionalización. Se observa

un pico principal correspondiente al enlace C-C con hibridación sp2 a 284.4 eV.

Funcionalización de grafeno con grupos carboxílicos…

195

Además, el ajuste proporciona otros cuatro picos a 285.5, 286.6, 287.8 y 288.6

eV (con FWHM de aproximadamente 1.1 eV), característicos del enlace C-C

con hibridación sp3 y de los grupos funcionales hidroxilo (C-OH), carbonilo y

epoxi (C=O), y carboxilo (COOH) respectivamente.8–10

Figura 5.6. Espectro XPS C1s de las muestras ‘FGr_15.15.0’, ‘FGr_15.30.5’ and ‘F-

Gr_30.15.0’. El inset muestra el grado de funcionalización obtenido por la técnica

XPS en función de la relación de intensidades Raman ID/IG.

En primer lugar, se define el grado de funcionalización como la suma de los

porcentajes de todos los grupos funcionales obtenidos por XPS. Este grado de

funcionalización muestra una clara correlación con la relación ID/IG obtenida

en los espectros Raman representada en el recuadro de la Figura 5.6.

282 284 286 288 290

0.0

0.2

0.4

0.6

0.8

1.0

1.2

0.1 0.2 0.3

468

10

F-Gr_15.15.0

F-Gr_15.30.5

In

tens

idad

(u.a

.)

Energía de Enlace (eV)

COOHC=O

C-O

Csp3

Csp2

F-Gr_30.15.0

G. F

uncz

. (%

)Raman ID/IG

CÁPITULO 5

196

Los porcentajes de los diferentes grupos funcionales obtenidos en las

muestras de grafeno CVD funcionalizado in-situ representativas se indican en

la Figura 5.7. El análisis XPS indica que el porcentaje de los grupos carboxilos

(4-5 %) es mayor que el de los demás grupos funcionales (excepto para la

muestra ‘FGr_15.15.0’).

Figura 5.7. Composición de grupos funcionales obtenida de los espectros XPS de las

muestras de grafeno CVD funcionalizadas in-situ.

En la Figura 5.8a se comparan los porcentajes de los grupos funcionales de las

muestras ‘FGr_30.15.0’ y ‘FGr_15.30.5’ con muestras de grafeno

funcionalizado por otras técnicas presentes en la literatura. Algunas de estas

técnicas, como la exfoliación/reducción térmica de óxido de grafito

('TRG127'),11 grafeno crecido por CVD y tratado posteriormente con plasma

de oxígeno ('O2PLASMA'),12¡Error! Marcador no definido. recocido térmico a alta

temperatura (600 ºC) de grafeno exfoliado electroquímicamente13 y óxido de

grafeno reducido por plasma de Ar/H2,14 proporcionan muestras con

concentraciones de C=O y C-OH más altas que la de los grupos COOH. Las

muestras de óxido de grafeno reducido con hidracina ('Hyz-rGO-2')8 y de óxido

FGr_30.0.15

FGr_30.15.0

FGr_30.30.0

FGr_15.15.0

FGr_15.30.0

FGr_15.30.5

0

1

2

3

4

5

6

Com

posi

ción

(%)

OH CO COOH

0

5

10

15

20

TRG127

O2-Plas

ma

AEHOPG600

H2-Plas

ma

Hyz-rG

O-2

ERGO2C

F-Gr_3

0.15.0

F-Gr_1

5.30.5

0.0

0.2

0.4

Funcionalización de grafeno con grupos carboxílicos…

197

de grafeno reducido electroquímicamente ('ERGO2C')15 también presentan

cantidades de C-OH superiores a las de los grupos COOH.

Figura 5.8. Comparación con otras técnicas de funcionalización de (a) los porcentajes

de los distintos grupos funcionales oxigenados y (b) del grado de funcionalización

COOH.

Mediante todas estas técnicas se obtienen porcentajes de COOH similares a

los del grafeno CVD funcionalizado in-situ pero con mayor densidad de

defectos debido a la presencia de los otros grupos funcionales, que

inevitablemente provocan un deterioro de la conductividad. En la Figura 5.8b

se muestra el grado de funcionalización con grupos carboxilo obtenido a partir

del porcentaje de COOH con respecto a la suma de todos los grupos

funcionales. Las muestras ‘F-Gr_30.15.0’ y ‘F-Gr_15.30.5’ presentan

claramente un mayor grado de funcionalización COOH que las muestras

funcionalizadas por otras técnicas.

F-Gr_3

0.0.15

F-Gr_3

0.15.0

F-Gr_1

5.15.0

F-Gr_1

5.30.0

F-Gr_1

5.30.5

0123456

0

5

10

15

20 OH CO COOH

Com

posi

ción

(%)

TRG127

O2-Plas

ma

AEHOPG600

H2-Plas

ma

Hyz-rG

O-2

ERGO2C

F-Gr_3

0.15.0

F-Gr_1

5.30.5

0.0

0.2

0.4

(b)

(a)

G. F

unc

CO

OH

Muestrasde estetrabajo

CÁPITULO 5

198

5.4 CARACTERIZACIÓN ELÉCTRICA DEL GRAFENO OBTENIDO

MEDIANTE FUNCIONALIZACIÓN IN-SITU

Dado que una de las posibilidades de detección de antígenos es medir la

modificación de la conductividad después del anclaje del anticuerpo, las

propiedades de transporte eléctrico de estas plataformas de grafeno

funcionalizado con COOH son extremadamente relevantes. Para este

propósito, tanto el grafeno funcionalizado in-situ como el grafeno CVD sin

defectos como referencia, se transfirieron sobre sustratos de sílice vítrea

(aislante eléctrico) para realizar la caracterización eléctrica.

La metodología de transferencia de grafeno CVD se ha descrito en el Capítulo

2, sin embargo, las muestras de grafeno funcionalizado requieren modificar el

protocolo. Esto es debido a que las muestras funcionalizadas tienen defectos,

lo que las hace más frágiles, siendo necesaria una capa de PMMA de mayor

grosor. En las disoluciones de PMMA cuanto mayor es su concentración más

densa es la disolución y más difícil es que la capa depositada sea uniforme,

siendo la del 6 % el límite para obtener un recubrimiento homogéneo. Sin

embargo, la capa depositada con la disolución del 6% sigue sin ser lo

suficientemente gruesa, por lo que finalmente se concluyó que es necesario

depositar dos capas al 6 %, respetando los tiempos de curado y secado entre

cada una de ellas. Por otra parte, las muestras MLG-F presentan una mayor

cantidad de defectos, en parte debidos a los grupos funcionales y en parte a

la rotura del grafeno en pequeños dominios, por lo que sólo ha sido posible la

transferencia de las muestras SLG-F.

Resistencia laminar y movilidad de grafeno obtenido mediante

funcionalización in-situ.

En la Figura 5.9a se han representado las curvas I-V obtenidas según la

configuración de cuatro puntas de Van der Pauw de las muestras transferidas,

Funcionalización de grafeno con grupos carboxílicos…

199

a partir de las cuales es posible obtener la resistencia laminar (sheet

resistance). La curva representada para cada muestra se ha obtenido a partir

de un promedio de las dos mediciones necesarias en el método de van der

Pauw (Ra,b).

Figura 5.9. Representación de (a) las curvas I-V obtenidas según la configuración de

Van de Pauw y de las medidas Hall aplicando una intensidad de corriente (b) de 0.01

mA y (c) 0.05 mA, para la muestra de grafeno CVD de referencia y las muestras de

grafeno CVD funcionalizado in-situ transferidas sobre sílice vítrea.

También se ha representado el voltaje Hall obtenido aplicando dos

intensidades de corriente distintas (Figura 5.9b y c). A partir de las pendientes

de estas curvas y de la resistencia laminar es posible obtener los valores de la

densidad de portadores y de la movilidad de las muestras.

En la Tabla 5.2 se recogen los valores obtenidos en la caracterización eléctrica

de las muestras transferidas, donde 𝑅𝑎,𝑏 es la pendiente de las mediciones de

Van der Pauw dadas en la Figura 5.9a; 𝑅𝑆 es la resistencia laminar; 𝑆𝐻 es la

0 200 400 600 800

0.000

0.002

0.004

0.006

0 200 400 600 800

0.00

0.01

0.02

0.03

V H (V

)

H (mT)

V H (V

)

H (mT)

-0.1 0.0 0.1-0.2

-0.1

0.0

0.1

0.2 Gr_Ref F-Gr_15.30.5 F-Gr_15.30.0

Volta

je (V

)

Intensidad de corriente (mA)

Iapl=0.01 mA Iapl=0.05 mA

(a)

(b) (c)

CÁPITULO 5

200

pendiente de las mediciones de Hall representadas en la Figura 5.9b y c; 𝑅𝐻𝑎𝑙𝑙

es la resistencia Hall obtenida a partir de la expresión la Ec. 5.1, 𝑁𝑆 es la

densidad de portadores de carga (Ec. 5.2), donde t es el grosor de la muestra

y e la carga del electrón) y µ la movilidad (Ec. 5.3).

𝑅𝐻𝑎𝑙𝑙 =𝑉𝐻𝑎𝑙𝑙(𝐼𝑎𝑝𝑙 𝐻)

Ec. 5.1

𝑁𝑆 = 𝑡(𝑅𝐻𝑎𝑙𝑙 𝑒)−1 Ec. 5.2

𝜇 =𝑆𝐻

𝑅𝑆 𝐼𝑎𝑝𝑙 Ec. 5.3

Tabla 5.2. Resumen de la caracterización eléctrica de las muestras sintetizadas

transferidas sobre sílica fundida.

Muestra Ra,b

()

RS

()

Iappl

(mA)

SH

(V/T)

RHall

(V/A T)

NS

(cm-2)

µ

(cm2/V s)

‘Gr_Ref’ 5.5·102 2.5·103 0.01

0.05

2.0·10-3

1.0·10-2

2.0·102

2.0·102 3.1×1012 80020

‘FGr_15.30.0’ 1.8·103 8.1·103 0.01

0.05

6.6·10-3

3.3·10-2

6.6·102

6.7·102 9.5×1011 90020

‘F-Gr_15.30.5’ 1.7·103 7.6·103 0.01

0.05

3.1·10-3

1.6·10-2

3.1·102

3.1·102 2.0×1012 40020

Los valores de resistencia laminar obtenidos para las muestras 'FGr_15.30.0' y

'FGr_15.30.5' (SLG-F) son de aproximadamente 7-8 kΩ/sq, valores más que

adecuados para que las plataformas sean utilizadas en sensores electrónicos.

Por otra parte, los valores de movilidad eléctrica son de 400 y 900 cm2V-1s-1,

respectivamente. El nivel de dopado y la movilidad del grafeno transferido

dependen en cierta medida del proceso de transferencia y de posibles

residuos de PMMA. Esta puede ser la causa de que la muestra “FGr_13.30.0”

Funcionalización de grafeno con grupos carboxílicos…

201

presente una movilidad mayor a la del grafeno de referencia. En general, los

valores de resistencia y movilidad obtenidos para las muestras funcionalizadas

son comparables a los obtenidos para el grafeno CVD de referencia

transferido.

En la Tabla 5.3 se resumen las características eléctricas y el grado de

funcionalización COOH de las muestras obtenidas en nuestro laboratorio junto

con los obtenidos por otras técnicas de funcionalización. Vemos cómo los

valores de resistencia laminar de las muestras de grafeno CVD funcionalizado

in-situ son inferiores a los obtenidos por rGO reducido por plasma de Ar/H214

y a los del grafeno obtenido mediante la exfoliación de grafito pirolítico

altamente orientado (HOGP) y posteriormente oxidado por plasma de O2.16

Son similares a los del grafeno funcionalizado mediante oxidación por plasma

de oxígeno,17,18 a los de HOGP exfoliado electroquímicamente sometido a un

recocido térmico a alta temperatura (600 ºC),13 y a los de grafeno

funcionalizado por vía electroquímica.19 En cuanto a los valores de la

movilidad, la comparación es difícil pues no son valores que se encuentren

habitualmente en las publicaciones, pero se observa que lo sobtenidos en este

trabajo son superiores a los reportados, como es el caso de grafeno oxidado

por plasma.16,18 Además, el porcentaje de grupos carboxilos en relación con el

total de grupos funcionales obtenidos mediante estas técnicas es inferior, en

todos los casos, al logrado por el crecimiento y la funcionalización in-situ en

CVD que se presenta en este trabajo.

CÁPITULO 5

202

Tabla 5.3 Características eléctricas (resistencia laminar y movilidad), grado de

funcionalización COOH y relación de intensidades Raman ID/IG de muestras

funcionalizadas por varias técnicas reportadas en la literatura comparadas con las

obtenidas en este trabajo.

Técnica Ref. RS

(/sq)

Movilidad

(cm2/Vs)

G. Func.

COOH ID/IG

Grafeno CVD Este

trabajo 300 800 0 0

‘F-Gr_15.30.0’ Este

trabajo 7.2×103 900 0.50 ~ 0.3

‘F-Gr_15.30.5’ Este

trabajo 7.6×103 400 0.45 ~ 0.3

Gr sobre SiC

+ plasma O2 18 3×103 25 0 ~ 0.2

HOPG Exfoliado

+ plasma O2 16 1×104 600 - 3

Gr CVD + plasma O2 17 1×103- 4×104 - - 0.5 - 2

rGO por

plasma Ar/H2 14 4.8×104 - 0.11 ~ 1.2

Exfoliación HOPG

+ recocido 13 4×103 - 0.12 ~ 1

Funcionalización

electroquímica de Gr 19 3x103 - - -

En resumen, puede verse claramente que las muestras ‘FGr_15.30.0’ y

‘FGr_15.30.5’ tienen valores apropiados de resistencia laminar, comparables

a los de las mejores muestras obtenidas con otras técnicas, además de una

mejor movilidad y un mayor grado de funcionalización COOH.

Funcionalización de grafeno con grupos carboxílicos…

203

5.5 INMOVILIZACIÓN DE ANTICUERPOS POR EL MÉTODO

CARBODIIMIDA

Una cuestión importante para poder usar de manera fiable las plataformas

basadas en grafeno para la detección de antígenos es la inmovilización

efectiva de un anticuerpo específico que tiene que ser unido covalentemente

al grafeno. Por lo tanto, tras el crecimiento y la funcionalización in-situ del

grafeno, varias muestras se sometieron al anclaje del anticuerpo por el

método carbodiimida,20,21 según se esquematiza en la Figura 5.10. En este

método, el clorhidrato de N-(3-dimetilaminopropil)-N′-etilcarbodiimida (EDC)

reacciona con los grupos de ácido carboxílico de las muestras formando un

estado intermedio inestable que, tras añadir N-hidroxisuccinimida (NHS),

deriva en un éster-NHS de mayor estabilidad. Después, la amina primaria del

anticuerpo IgG1-FITC reacciona con el éster-NHS para formar un enlace fuerte

amida. El procedimiento completo se ha descrito en el Capítulo 2.

CÁPITULO 5

204

Figura 5.10. Esquema del proceso de síntesis completo: (a) lámina de cobre después

del tratamiento de limpieza, (b) grafeno funcionalizado con grupos COOH sobre la

lámina de cobre después del crecimiento y la funcionalización in-situ en CVD, (c)

Activación de los grupos carboxilos e (d) inmovilización del anticuerpo por el método

carbodiimida.

El anticuerpo viene marcado con el fluoróforo, FITC (isotiocianato de

fluoresceína), un derivado de la fluoresceína que emite a 518 nm. Las

muestras funcionalizadas, así como una muestra de grafeno CVD de

referencia, fueron sometidas a las reacciones simultáneamente. Dado que las

muestras se lavan rigurosamente en agua desionizada y en PBS, se espera que

sólo queden los anticuerpos que se han unido covalentemente. La

confirmación de que el anclaje ha sido adecuado viene dada por la detección

de la fluorescencia de los anticuerpos marcados.

Funcionalización de grafeno con grupos carboxílicos…

205

Figura 5.11. Espectro de emisión del marcador FICT de los anticuerpos y esquema

del proceso de excitación (488 nm) y recolección de la fluorescencia emitida.

Para realizar las medidas de epi-fluorescencia se excitó con la línea de 488 nm

de un láser Ar+ desenfocado sobre las muestras y la emisión fue recogida como

imágenes de fluorescencia a través de un microscopio. Se utiliza un filtro de

paso alto de 500 nm (permite transmitir las longitudes de onda por encima de

500 nm) para eliminar la señal proveniente del láser (Figura 5.11).

Las imágenes de fluorescencia originadas a partir de la IgG1-FITC de la muestra

de referencia y de las muestras funcionalizadas se muestran en la Figura 5.12.

CÁPITULO 5

206

Figura 5.12. Imágenes ópticas (izquierda) y sus correspondientes imágenes de epi-

fluorescencia (derecha) de la muestra de grafeno CVD de referencia y de las

muestras funcionalizadas con COOH después del proceso de inmovilización del

anticuerpo obtenidas con el mismo tiempo de adquisición. La escala es la misma

para todas las imágenes excepto las últimas, que son ampliaciones de las áreas

señaladas.

Funcionalización de grafeno con grupos carboxílicos…

207

Se observa cómo las imágenes correspondientes a la muestra de grafeno CVD

de referencia (Gr_Ref en la Figura 5.12) son casi negras, a excepción de algunas

regiones brillantes donde la solución de anticuerpos está confinada

probablemente debido a aspectos topológicos de la superficie de cobre. Por

el contrario, en las imágenes de emisión recogidas de las muestras

funcionalizadas con COOH (FGr_15.30.5 y FGr_15.30.0 en la Figura 5.12) se

observa una distribución verde homogénea en toda la superficie lo que

demuestra su capacidad para inmovilizar el anticuerpo. Estas imágenes

respaldan que el grado de funcionalización alcanzado con esta técnica, en el

que alrededor del 5 % de los átomos de carbono está enlazado a un grupo

COOH, es suficiente, ya que según este porcentaje se obtiene una distancia

media de 7 Å entre los grupos COOH, una separación adecuada para detección

molecular.

En conclusión, se ha demostrado que un método basado en el crecimiento del

grafeno por vía CVD y el flujo del vapor de ácido dicloroacético in-situ da como

resultado grafeno funcionalizado con grupos COOH.

En función de los tiempos característicos de las distintas etapas del proceso,

se han obtenido muestras funcionalizadas de grafeno monocapa o multicapa.

La optimización de los tiempos de las etapas de crecimiento y funcionalización

de grafeno da lugar a grafeno funcionalizado con grupos COOH, con un

porcentaje de carboxilos del orden del 5 %, superior al de los demás grupos

funcionales oxigenados presentes. La funcionalización carboxílica obtenida en

relación con el total de los grupos funcionales es superior a la obtenida por

otros métodos.

Se transfirieron varias muestras de grafeno funcionalizado a sustratos de sílice

vítrea para evaluar las propiedades de transporte electrónico, obteniéndose

valores de resistencia laminar similares a los de las mejores muestras

CÁPITULO 5

208

reportadas con otras técnicas y con valores de movilidad significativamente

más altos.

Por último, se ha utilizado el método carbodiimida para formar derivados

estables éster NHS, creados en los lugares donde el grafeno ha sido

funcionalizado con grupos -COOH, lo que permite la formación de fuertes

enlaces con las aminas primarias presentes en los anticuerpos monoclonales

antihumanos IgG1. El eficaz enlace covalente de la IgG1 se pone de manifiesto

en la distribución homogénea de la epi-fluorescencia que se observa en las

imágenes de emisión del marcador isotiocianato de fluoresceína.

El carácter covalente del enlace se verifica mediante la comparación con las

imágenes obtenidas del grafeno de referencia sometido simultáneamente al

mismo proceso, en el que no se detecta ninguna emisión significativa.

El conjunto de todos estos resultados lleva a la conclusión de que el método

que se presenta en este trabajo para la carboxilación in-situ del grafeno es

adecuado para la fabricación de plataformas funcionales que pueden

explorarse como sensores ópticos o electrónicos conductores.

5.6 REFERENCIAS

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2. Gonçalves, G. et al. Nano-graphene oxide: A potential multifunctional platform for cancer therapy. Adv. Healthc. Mater. 3, 956–956 (2014).

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Funcionalización de grafeno con grupos carboxílicos…

209

reduced graphene oxide. ACS Nano 6, 5514–5520 (2012).

5. Dreyer, D. R., Park, S., Bielawski, C. W. & Ruoff, R. S. The chemistry of graphene oxide. Chem. Soc. Rev. 39, 228–240 (2010).

6. Cortijo-Campos, S. et al. In-situ carboxylation of graphene by chemical vapor deposition growth for biosensing. Carbon N. Y. 141, 719–727 (2019).

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8. Blanco, C. et al. RSC Advances Tailored graphene materials by chemical reduction of graphene oxides of different atomic structure. 9643–9650 (2012) doi:10.1039/c2ra21447d.

9. Blanco, M. et al. Graphene-NHC-iridium hybrid catalysts built through -OH covalent linkage Dedicated to the lasting Memory of Prof. Dr. María Pilar García for her valuable talent as human, teacher and chemist. Carbon N. Y. 83, 21–31 (2015).

10. Yang, D. et al. Chemical analysis of graphene oxide films after heat and chemical treatments by X-ray photoelectron and Micro-Raman spectroscopy. Carbon N. Y. 47, 145–152 (2009).

11. Blanco, C. et al. Critical temperatures in the synthesis of graphene-like materials by thermal exfoliation-reduction of graphite oxide. Carbon N. Y. 52, 476–485 (2013).

12. Hadish, F., Jou, S., Huang, B., Kuo, H. & Tu, C. Functionalization of CVD Grown Graphene with Downstream Oxygen Plasma Treatment for Glucose Sensors. J. Electrochem. Soc. 164, B336–B341 (2017).

13. Marković, Z. et al. Semi-transparent, conductive thin films of electrochemical exfoliated graphene. RSC Adv. 6, 39275–39283 (2016).

14. Lee, S. W., Mattevi, C., Chhowalla, M. & Sankaran, R. M. Plasma-assisted reduction of graphene oxide at low temperature and atmospheric pressure for flexible conductor applications. J. Phys. Chem. Lett. 3, 772–777 (2012).

15. Calvo, A. S. et al. Comparative Study of Screen-Printed Electrodes Modified with Graphene Oxides Reduced by a Constant Current Comparative Study of Screen-Printed Electrodes Modified with Graphene Oxides Reduced by a Constant Current. J. Electrochem. Soc. 162, B282–B290 (2015).

CÁPITULO 5

210

16. Childres, I., Jauregui, L. A., Tian, J. & Chen, Y. P. Effect of oxygen plasma etching on graphene studied using Raman spectroscopy and electronic transport measurements. New J. Phys. 13, 25008 (2011).

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18. Hernández, S. C. et al. Plasma-based chemical modification of epitaxial graphene with oxygen functionalities. Surf. Coatings Technol. 241, 8–12 (2014).

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20. Rich, D. H. & Singh, J. The carbodiimide method. in Major Methods of Peptide Bond Formation (eds. Gross, E., Meienhofer, J. & Press, A.) 241–261 (Elsevier, 1979).

21. Jung, Y., Jeong, J. Y. & Chung, B. H. Recent advances in immobilization methods of antibodies on solid supports. Analyst 133, 697–701 (2008).

211

6 MOS2 MONOCAPA COMO DETECTOR DE

BIOMARCADORES DE CÁNCER DE MAMA

En la búsqueda de nuevas estrategias para biosensores basados en materiales

2D, se ha llevado a cabo una colaboración con los grupos de los Drs. Andrés

Redondo y Encarnación Lorenzo de la Universidad Autónoma de Madrid, en la

que se estudiaron distintas aproximaciones basadas en MoS2 monocapa de las

cuales fue efectiva la que aquí se describe.

Como ya se comentó en el Capítulo 1, en los últimos años los materiales

bidimensionales han surgido como una vía prometedora para su uso en

biosensores.1,2 Entre ellos, los TMDCs han atraído una intensa atención como

materiales funcionales para la detección del gen miARN21 y de ADN.3–7 Un

micro-ARN (miARN) es un ARN monocatenario no codificante, de una longitud

de entre 21 y 25 nucleótidos, que participa en la regulación de la expresión

génica. Hasta ahora, muchas de las estrategias de detección se han centrado

en sensores basados en electrodos, que pueden ser electroquímicos, dónde

se detectan especies iónicas generadas en reacciones rédox y el MoS2 recubre

el electrodo de trabajo, o en sensores basados en transistores de efecto

campo (FET), donde la hibridación de la sonda, adsorbida sobre el MoS2, con

el biomarcador da lugar a un desplazamiento de la tensión umbral y a un

cambio de la corriente de drenaje.8 Los biosensores ópticos basados en TMDCs

están todavía en desarrollo9 y la mayoría están basados en FRET (del inglés,

fluorescence resonance energy transfer), en los que la sonda está marcada

con un fluoróforo, y al reaccionar con el biomarcador, el MoS2 inhibe

fluorescencia de la sonda.10 En este trabajo, se pretende aprovechar las

posibles modificaciones de la fotoluminiscencia (PL) del MoS2 monocapa para

el desarrollo de nuevos biosensores. Para ello, se ha utilizado MoS2 monocapa

CÁPITULO 6

212

crecido por PVT sobre zafiro como transductor en un nuevo tipo de biosensor

para la detección de biomarcadores de cáncer de mama. En el diagnóstico de

cáncer de mama, el gen miRNA21 posee una alta sensibilidad (87.6%) y

especificidad (87.3%) en las fases iniciales.11 Además, este gen se

sobreexpresa en muchos tejidos cancerosos y su regulación ha sido

ampliamente estudiada,12 por lo que se ha escogido como biorreceptor del

biosensor desarrollado en este trabajo. En la mayoría de los casos, el

biomarcador típico es el miRNA21 complementario o una versión modificada

de éste. En este trabajo se ha utilizado el miRNA21 complementario

(miRNA21-C) y otro no complementario (miRNA21-NC) con el fin de demostrar

la selectividad del biosensor.13

6.1 CARACTERIZACIÓN POR ESPECTROSCOPÍAS RAMAN Y DE

FOTOLUMINISCENCIA DE PLATAFORMAS DE MOS2 CRECIDAS

POR PVT SOBRE ZAFIRO

En un biosensor óptico, la calidad de la plataforma es crucial para la posterior

comprensión del procedimiento de transducción. La Figura 6.1a muestra la

imagen óptica de una de estas muestras, en la que se distingue la morfología

triangular de los copos de MoS2, con dimensiones de decenas de micras. Las

muestras de MoS2 monocapa se sintetizaron en el sistema PVT del grupo del

Dr. Kung descrito en el Capítulo 2 gracias a la estancia en la Universidad de

Alabama. En la Figura 6.1a se identifican diferentes copos triangulares aislados

(A-D), que se caracterizaron mediante espectroscopia Raman y de

fotoluminiscencia para valorar la calidad y homogeneidad de estos.

MoS2 Monocapa como Detector de Biomarcadores…

213

Figura 6.1. a) Imagen óptica de los copos de MoS2 crecidos sobre zafiro. b) Espectros

de PL (zona 675 nm) y Raman (zona señalada a 500 nm) de los copos identificados en

el panel (a) como A-D. En el recuadro se muestra la intensidad media de PL teniendo

en cuenta el error estadístico de los cuatro puntos medidos en cada copo. c)

Ampliación de la zona Raman señalada de los espectros del panel (b).

La Figura 6.1c muestra los espectros Raman de los diferentes copos,

observándose que son muy similares. Los dos picos principales, corresponden

a los fonones de primer orden E12g y A1g, y se sitúan en 384 cm-1 y 404 cm-1,

respectivamente. Como ya se explicó en el Capítulo 1, la diferencia de

frecuencia entre estos dos picos (20 cm-1) es un indicador del carácter

monocapa del material.14 En este caso, los espectros Raman se obtuvieron con

CÁPITULO 6

214

la red de difracción de 600 l/mm del monocromador, en los mismos puntos y

condiciones que las medidas de fotoluminiscencia, por lo que la resolución es

inferior a la habitual (empleando la red de 1800 l/mm).

Figura 6.2. a) Imagen óptica de un copo de MoS2 sobre zafiro y b) mapa de

intensidad de PL de la zona señalada en el panel (a).

La intensidad de la fotoluminiscencia es otro indicador del carácter monocapa

del MoS2.15 Los espectros de fotoluminiscencia de los copos analizados se

muestran en la Figura 6.1b. Todos ellos muestran una banda ancha centrada

en aproximadamente 673 nm (1.84 eV). Los débiles picos estrechos, alrededor

de 693 nm, corresponden a impurezas de Cr3+ del sustrato de zafiro.16,17 Para

analizar la homogeneidad dentro de un copo se realizó un mapa detallado de

la intensidad de la fotoluminiscencia del copo de la Figura 6.2a. En el mapa

(Figura 6.2b) se observa que la intensidad en la parte central del copo es

constante, y aumenta un factor 2 en los bordes.

Según nuestras observaciones, en algunos casos, los bordes de los copos de

MoS2 obtenidos por PVT presentan una mayor intensidad de la

fotoluminiscencia y un pequeño desplazamiento hacia mayores energías

como ocurre en la muestra aquí empleada (Figura 6.2.b). Como se explicó en

el Capítulo 3, esto puede asociarse o bien con dopado tipo-p, o con una

tensión de compresión generada en los bordes durante el enfriamiento,

debida a los diferentes valores del coeficiente de expansión térmica del MoS2

MoS2 Monocapa como Detector de Biomarcadores…

215

y del sustrato.18 En el caso de tratarse de dopado tipo-p puede ser debido bien

a una mayor densidad de vacantes de S en los bordes, que favorece la

adsorción de oxígeno y la transferencia de huecos al MoS2, o podría deberse a

vacantes de Mo. Las vacantes de Mo han sido estudiadas desde un punto de

vista teórico, pero sólo se ha reportado su detección en muestras sometidas a

irradiación con iones o electrones.19

6.2 ANÁLISIS DE LA FOTOLUMINISCENCIA DEL MOS2 MONOCAPA

EN LA DETECCIÓN DE BIOMARCADORES

El desarrollo del biosensor basado en MoS2 se muestra esquemáticamente en

la Figura 6.3. El proceso de biofuncionalización de los copos de MoS2 fue

llevado a cabo por los grupos de A. Redondo y E. Lorenzo de la Universidad

Autónoma de Madrid. La Figura 6.3a muestra la estructura del MoS2 con una

vacante de azufre, defecto que servirá como punto de anclaje para la sonda

(Figura 6.3b). Una secuencia de ADN modificada en el extremo 5′ con un

hexalquiltiol (ss-DNAp-SH) puede inmovilizarse sobre MoS2 a través del grupo

tiol (-SH). Las moléculas orgánicas con el grupo -SH tienden a reparar o

eliminar las vacantes de S de la red de MoS2, dando lugar a la funcionalización

molecular.20–23 Para llevar a cabo este paso se depositaron 10 µl de una

solución 10 nM de sonda (ss-DNAp-SH) sobre las muestras de MoS2 y se

mantuvieron a 4 °C durante 24 h. Después, las muestras de MoS2

funcionalizado (plataforma de detección, ss-DNAp-SH-MoS2) se lavaron con

agua destilada para eliminar la sonda adsorbida de forma inespecífica y se

secaron con nitrógeno. Después de este paso, la plataforma funcionalizada se

hibrida con las secuencias complementaria (miRNA21-C) y no complementaria

(miRNA21-NC), esta última utilizada como control. Para ello, la plataforma de

detección, ss-DNAp-SH-MoS2, se hibridó con una solución de analito mediante

la adición de 10 µl de una secuencia complementaria (miRNA21-C) o no

CÁPITULO 6

216

complementaria (miRNA21-NC) 10 nM a una solución 10 mM de tampón

fosfato + solución 0.4 M de NaCl de pH 7.0 (1 h, 40 °C). Después se

sumergieron en agua destilada y se secaron con nitrógeno. Las Figura 6.3c y

6.3d esquematizan estos dos ensayos de hibridación.

Figura 6.3. Esquema de los pasos seguidos para el procedimiento de biosensado. (a)

Superficie típica de MoS2, con la eventual presencia de defectos, (b) sonda ss-DNAp-

SH unida a la superficie de MoS2 a través de las zonas de defectos. Hibridación en la

superficie de MoS2 con (c) miRNA21-C o (d) miRNA21-NC.

La Figura 6.4 muestra los espectros de fotoluminiscencia obtenidos para las

dos rutas descritas anteriormente realizadas en dos copos diferentes. Como

procedimiento estándar, se seleccionaron diferentes copos para el análisis

antes de la funcionalización y se adquirieron varios espectros en diferentes

puntos de cada uno de ellos para analizar la reproducibilidad y aumentar la

significación estadística.

MoS2 Monocapa como Detector de Biomarcadores…

217

Figura 6.4. Espectros de PL para dos copos de MoS2 (negro), MoS2 funcionalizado

con el receptor (rojo) y posteriormente hibridado con (a) miRNA21-C y (b) miRNA21-

NC (azul). Espectros normalizados al modo Raman A1g.

La Figura 6.4a muestra mediciones de fotoluminiscencia para un copo de MoS2

sin funcionalizar (líneas negras), para el mismo copo después de la

inmovilización de la sonda ss-DNAp-SH (líneas rojas), y después de la

hibridación con miRNA21-C (línea azul). La Figura 6.4b muestra los resultados

de otro copo en la que se utilizó el control miRNA21-NC en lugar de la

secuencia complementaria. En ambos casos se observa un aumento de la

fotoluminiscencia tras la inmovilización de la sonda ss-DNAp-SH, sin embargo,

el proceso de hibridación da lugar a resultados diferentes para las dianas

complementaria, miRNA21-C (Figura 6.4a), y no-complementarias, miRNA21-

NC (Figura 6.4b). En ambas se observa una disminución de la señal de

fotoluminiscencia, sin embargo, el miRNA21-C produce un desplazamiento de

la banda de fotoluminiscencia al rojo, que no se da en el caso del miRNA21-

NC.

CÁPITULO 6

218

Para cuantificar este efecto, en la Figura 6.5 se ha representado la longitud de

onda del pico de fotoluminiscencia para los diferentes ensayos realizados:

miRNA21-C (Figura 6.5a) y el miRNA21-NC (Figura 6.5b). Se produce un

desplazamiento de la banda hacia el rojo de ~16 nm (43 meV) para la

secuencia complementaria, miRNA21-C, mientras que, para la no

complementaria, miRNA21-NC, la posición permanece prácticamente

constante. Se han realizado estas pruebas en cuatro copos diferentes y varios

puntos para cada copo para garantizar una buena reproducibilidad de los

datos dentro de los errores estadísticos (Figura 6.5c y 6.5d). Aunque la

intensidad de la fotoluminiscencia varía de un copo a otro (en el caso la

funcionalización con la sonda, ss-DNAp-SH, la intensidad varía hasta en un

factor 2), los valores de la posición de la fotoluminiscencia para cada ensayo

son muy similares, encontrándose los errores estadísticos dentro de los

puntos del gráfico (Figura 6.5c y 6.5d). Estos resultados demuestran la

especificidad del biosensor y la viabilidad del reconocimiento del biomarcador

miRNA21 justificados por los cambios de longitud de onda de la emisión del

MoS2 monocapa.

MoS2 Monocapa como Detector de Biomarcadores…

219

Figura 6.5. Espectros de los ensayos en 4 copos diferentes para (a) miRNA21-C y (b)

miRNA21-NC y sus respectivas posiciones de PL (c) miRNA21-C y d) miRNA21-NC. Los

valores son la media de los diferentes espectros medidos en cada copo. Los errores

estadísticos se encuentran dentro de los puntos del gráfico.

Para analizar más a fondo la homogeneidad de las plataformas, se registraron

mapas de fotoluminiscencia para cada uno de los pasos seguidos durante los

ensayos en áreas de 100 m2. La Figura 6.6 muestra los mapas de las

posiciones de la fotoluminiscencia de los copos, donde la escala de colores

representa la longitud de onda del pico principal. Tanto los copos de MoS2 sin

funcionalizar como los funcionalizados con la sonda, ss-DNAp-SH, (Figura 6.6a)

muestran esencialmente la misma emisión de PL, con variaciones máximas de

2 nm. Cuando se produce la hibridación con el miRNA21-C (Figura 6.6b), el

mapa de fotoluminiscencia cambia desde un rango 670-675 nm hasta 687-689

nm (de azul a amarillo en la escala de colores), indicando un desplazamiento

homogéneo hacia el rojo en toda la superficie del copo. Sin embargo, la

CÁPITULO 6

220

incorporación de la secuencia no complementaria, miRNA21-NC, (Figura 6.6c)

no cambia la longitud de onda.

Figura 6.6. Espectros de PL y mapas de área de 10 × 10 μm2que muestran la

variación de la longitud de onda de la PL en los copos de a) MoS2 funcionalizado con

la sonda y posteriormente hibridado con b) miRNA21-C y c) miRNA21-NC. La

intensidad de los espectros ha sido normalizada.

La fotoluminiscencia del MoS2 es en realidad una banda compleja que

presenta varias componentes. Como se ha explicado anteriormente (ver

Capítulo 1), a temperatura ambiente, las componentes más importantes

corresponden a los excitones A (~ 1.90 eV) y B (~ 2.03 eV), y en ocasiones se

observa, con un peso importante, una tercera componente asociada al trión

A- (~ 1.85 eV).24–27 Este trión negativo se atribuye normalmente a la

MoS2 Monocapa como Detector de Biomarcadores…

221

combinación de un par electrón-hueco fotoexcitado con un electrón originado

por la presencia de defectos que producen un dopado tipo-n del MoS2.28

Teniendo esto en cuenta, se han ajustado, mediante lorentzianas, los

espectros de fotoluminiscencia representativos mostrados en la Figura 6.7 y

resumidos en la Tabla 6.1. La Figura 6.7a muestra los ajustes del pico de

fotoluminiscencia para el MoS2 sin funcionalizar. Se identifican tres

contribuciones principales a ~ 1.80, ~ 1.85 y ~ 2.00 eV, que corresponden al

trión A-, al excitón A y al excitón B, respectivamente.

Tabla 6.1 Posición y área de los picos de fotoluminiscencia correspondientes al análisis de la Figura 6.7.

Muestra

A- trion (eV) A excitón (eV) B excitón (eV)

E (eV) Área

(%)

E (eV) Área

(%)

E (eV) Área

(%)

MoS2 1.80(4) 27 1.85(1) 71 2.00(2) 2

Sonda ss-DNAp-SH 1.82(4) 58 1.85(3) 41 2.01(2) 0

Hibridación con miRNA21-C 1.78(5) 43 1.83(6) 38 1.96(8) 19

Hibridación con miRNA21-

NC

1.81(7) 10 1.85(5) 74 2.00(5) 16

CÁPITULO 6

222

Figura 6.7. Espectros y ajustes de la PL del MoS2 en las diferentes etapas con trión

(A-, rosa) y excitones A (azul) y B (verde): a) MoS2 sin funcionalizar, b) MoS2 después

de la funcionalización con ss-DNAp-SH, c) después de la hibridación con la secuencia

complementaria miRNA21-C, y d) con la secuencia no complementaria miRNA21-NC.

La Figura 6.6b muestra el ajuste de un espectro de fotoluminiscencia

característico tras la funcionalización con la sonda ss-DNAp-SH. Se observa

que el cambio en la fotoluminiscencia tiene dos características claras: la

mejora global de la intensidad y un incremento importante del peso de la

banda asociada a triones (A’). Como se ha comentado, los grupos tiol (-SH) de

la sonda pueden reparar las vacantes de S causando la pasivación de defectos

y por tanto inhibiendo la recombinación no radiativa.22,29 Recientemente se

han descrito mecanismos de transferencia de carga entre la monocapa de

MoS2 Monocapa como Detector de Biomarcadores…

223

MoS2 y otras moléculas, y se han validado mediante cálculos de la teoría del

funcional de la densidad (DFT).30 Por otra parte, estos efectos también son

compatibles con mecanismos de apantallamiento debidos al cambio de la

función dieléctrica del entorno producido por la funcionalización. La sonda

actuaría como un medio de alta constante dieléctrica aumentando la

intensidad general, la ratio A-/A y la energía de los picos, especialmente la del

trión, como ocurre en este caso en la figura 6b.27 Por lo tanto, una

combinación de estos dos fenómenos (reparación de las vacantes de S y

cambio en la constante dieléctrica) puede explicar los resultados obtenidos.

Figura 6.8. Energía de fotoluminiscencia de los excitones A y B y del trión A- para cada una de las etapas: MoS2 sin funcionalizar, MoS2 con la sonda ss-DNAp-SH y

posteriormente hibridada con miRNA21 complementario (C) y no complementario (NC).

La Figura 6.6c muestra la fotoluminiscencia de la plataforma hibridada con el

ARN complementario, miRNA21-C, evidenciando una disminución global de la

intensidad y un desplazamiento hacia el rojo. El desplazamiento hacia el rojo

de la banda es debido a desplazamientos de todas las componentes (A-, A y B).

Estos cambios podrían explicarse por una transferencia de carga que causase

MoS2 Sonda NC C1.75

1.80

1.85

1.95

2.00

Ener

gía

(eV)

Trion A B

CÁPITULO 6

224

un dopado tipo-n del MoS2, disminuyendo la señal de fotoluminiscencia, al

aumentar los canales no radiativos de relajación de los pares e-h, y

produciendo un desplazamiento hacia menores energías.31,32 No se puede

descartar por completo la existencia de un pico adicional (ya que también es

posible un buen ajuste con 4 picos para el caso de la plataforma hibridada con

miRNA21-C). Por el contrario, no se observa un desplazamiento relevante de

las energías de los excitones al incorporar el ARN no-complementario de

control, miRNA21-NC, (Figura 6.6d y 6e) y la intensidad del pico del trión

disminuye significativamente en el espectro. Los cambios observados en las

distintas etapas son complejos pues compiten varios mecanismos y, a pesar

de los recientes avances,24,25,33 las publicaciones actuales no permiten

determinar de forma unívoca su origen. En la Figura 6.7 se han representado

las energías de los tres picos (excitones A y B y trión A-) para cada etapa y se

observa cómo para la sonda hibridada con el miRNA21-C la energía de los tres

picos disminuye drásticamente con respecto a los demás casos.

En resumen, en este trabajo en colaboración con la UAM se ha desarrollado

un biosensor óptico para el biomarcador miRNA21 del cáncer de mama

basado en la modificación de la fotoluminiscencia de MoS2 monocapa. Este

sensor se ha fabricado en tres pasos: (1) crecimiento del MoS2 monocapa por

PVT sobre zafiro, (2) funcionalización con una sonda de ADN tiolada (ss-DNAp-

SH), y (3) hibridación con secuencias complementarias y no complementarias

de miRNA21 (esta última utilizada como control).

La modificación con el biomarcador ss-DNAp-SH (la sonda) aumenta la

intensidad de la fotoluminiscencia del MoS2, que posteriormente disminuye

tras la hibridación. Se observa un desplazamiento de 16 nm en la banda de

fotoluminiscencia exclusivamente para la hibridación con el ARN

complementario, miRNA21-C, pero no para la secuencia de control miRNA21-

NC, demostrando la especificidad del biosensor y la viabilidad del

MoS2 Monocapa como Detector de Biomarcadores…

225

reconocimiento a través de la fotoluminiscencia del MoS2 monocapa. La

reproducibilidad de los resultados se verificó con espectros de

fotoluminiscencia en varios copos.

El análisis detallado de los espectros revela cambios en la relación

trión/excitón, A-/A, atribuyéndose a ambos picos el desplazamiento al rojo

observado tras la hibridación debido a una de transferencia de electrones

hacia el MoS2.

Estos resultados indican las ventajas en términos de selectividad de los

biosensores ópticos basados en MoS2 monocapa. El método de transducción

a través del cambio de longitud de onda de la fotoluminiscencia, en lugar de

la intensidad, es novedoso y un logro significativo para el desarrollo de

biosensores comerciales en el futuro.

6.3 REFERENCIAS

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CÁPITULO 6

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229

7 CONCLUSIONES

MoS2 Bidimensional

• Se han determinado las condiciones óptimas para crecer MoS2 monocapa

sobre zafiro por CVD a partir de MoO3 y S en polvo en el sistema puesto

a punto en el laboratorio: una presión de 1 mbar y un flujo de Ar de 25

sccm, con temperaturas de 700 ºC y 200 ºC para el MoO3 y el S

respectivamente. En el caso de los sustratos de Si y FS, el MoS2 obtenido

es de pocas capas, independientemente de las condiciones utilizadas.

• Se ha observado la formación de nanopartículas de MoO2 en muestras

de MoS2-2D cuya morfología depende de la temperatura del azufre. Un

adecuado control de esta temperatura y una limpieza del horno a vacío y

alta temperatura evita la formación de las NPs de MoO2.

• Se ha diseñado, montado y optimizado en el laboratorio del ICMM un

sistema apto para el crecimiento en fase de vapor de TMDCs. El MoS2

obtenido en este sistema por PVT a partir MoS2 en polvo sobre sustratos

de zafiro y Si es siempre monocapa. Los copos crecidos tienen forma

triangular y tamaños entre 1 y 5 μm, formándose zonas donde los copos

conectan creando capas cuasi-continuas. Las condiciones empleadas son:

temperaturas de 970 ºC y 800 ºC para el MoS2 y los sustratos,

respectivamente, presión de 1 mbar y flujo de 20 sccm.

• Se ha hecho un estudio exhaustivo de los espectros Raman de muestras

de MoS2 en volumen y MoS2 bidimensional de distinto número de capas

y obtenido por diferentes técnicas: exfoliación mecánica (ME), PVT y CVD.

Las medidas se llevaron a cabo a temperatura ambiente empleando la

línea en 488 nm (2.54 eV) de un láser de Ar+. Se han detectado picos

230

prohibidos de primer orden correspondientes a ramas acústicas

activados por la presencia de defectos intrínsecos. Dependiendo del

proceso Raman que da lugar a cada uno de los fonones, éstos son

sensibles a diferentes variables como el número de capas, el método de

crecimiento o el sustrato. Para dos picos detectados a 150 y 190 cm-1, la

frecuencia varía con el número de capas debido a las modificaciones en

la estructura de la banda electrónica, a través de un proceso de doble

resonancia mediado por defectos intrínsecos, que activa los fonones

alrededor del punto Q de la zona de Brillouin. Esto se debe a que, en el

MoS2, se produce un anidamiento de las bandas electrónicas cerca de los

puntos y Q, que da lugar al excitón C a 2.7 eV, muy cerca de la energía

empleada para la excitación (2.4 eV). Además, las bandas electrónicas

alrededor de los puntos Q y son especialmente sensibles al número de

capas. También se observa una banda compleja en el rango 420-470 cm-

1 (procesos de dos fonones), que es resonante para energías de excitación

cercanas al excitón B (2 eV), y que es sensible a la interacción del MoS2

con el sustrato y a la temperatura. También se han encontrado picos

específicos de las técnicas de depósito de vapor a 247, 498 y 550 cm-1 y

otros que sólo se detectan en MoS2 monocapa a 220 y 310 cm-1,

independientemente del método de obtención.

• Se han obtenido nanocopos de MoS2 monocapa y de 2-3 capas por CVD

(tamaños entre 10 nm y 500 nm) y copos monocapa crecidos por PVT

(tamaños entre 1-5 μm). Mediante el análisis de los espectros Raman, de

fotoluminiscencia y de micro-reflectancia, combinado con imágenes de

AFM (topología y fase), se han podido determinar los efectos inducidos

por la reducción del tamaño en las propiedades de los nanocopos de

MoS2. Por una parte, el crecimiento sobre zafiro por PVT de MoS2-2D de

varias micras da lugar a una expansión biaxial (en torno al 1%) del MoS2.

231

A medida que el tamaño de los copos se reduce, esta tensión va

desapareciendo, siendo inapreciable para nanocopos de tamaño inferior

a 100 nm. Por otra parte, al reducirse el tamaño de los copos, se produce

un incremento del dopado tipo p, probablemente originado por la

transferencia de huecos debido a la adsorción de O2. Se propone que el

incremento de la relación borde/superficie (al disminuir el tamaño)

proporciona una mayor densidad de vacantes de azufre que facilita la

adsorción de O2. Este dopaje tipo p da lugar un incremento de la energía

de la emisión a medida que el tamaño de reduce (50 meV) que también

suele implicar un aumento en su intensidad. En este caso, la intensidad

permanece constante (dentro de la dispersión de valores registrados para

MoS2 monocapa, de mayor tamaño y sin defectos) debido al desorden

estructural. Esta distorsión e incorporación de defectos es muy moderada

en todo el rango estudiado, hasta 10 nm. Estos efectos son similares en

nanocopos monocapa y en los de 2-3 capas.

• Se ha demostrado que la presencia de nanopartículas (NPs) de MoO2 en

muestras de MoS2 sintetizadas por CVD, da lugar a una amplificación de

la señal Raman y de fotoluminiscencia debido a distintos efectos. Por una

parte, el efecto SERS originado por las NPs de MoO2 de mayor tamaño da

lugar a una amplificación de ambas señales. Por otra parte, la

transferencia de electrones del MoS2 a las NPs de MoO2 da lugar a un

dopado tipo-p que provoca un aumento de la intensidad y de la energía

de la fotoluminiscencia, pero no de la intensidad Raman. Además, se ha

obtenido una señal de fotoluminiscencia anómalamente intensa en copos

de 2-3 capas.

• Los tratamientos de recocido en aire y en vacío de distintas muestras de

MoS2-2D han confirmado la relevancia de la adsorción y el enlace de

232

oxígeno en la intensidad de la fotoluminiscencia y su capacidad de

transferir huecos.

Amplificación Raman por nanopartículas de Ag

ultrapequeñas: efectos de tamaño y distancia entre

partículas

• Se ha evaluado la capacidad de amplificación SERS de NPs de Ag

ultrapequeñas, de radio 1.8 nm, depositadas por la técnica de agregación

en fase gas sobre sustratos de sílice vítrea y sobre monocapas de grafeno,

previamente transferidas sobre cuarzo. Se han empleado simulaciones de

conjuntos de NPs de plata de distintos tamaños utilizando cálculos

tridimensionales de diferencias finitas de dominio temporal (FDTD) para

analizar los resultados experimentales. Se demuestra que, el

desplazamiento de la longitud de onda del plasmón hacia el rojo (de 400

a 500 nm) y su ensanchamiento se originan por distribuciones de

distancias inter-partícula que se estrechan y se desplazan a distancias

más pequeñas a medida que la densidad entre NPs aumenta. La

reducción de la distancia inter-partícula media es determinante en la

formación de puntos calientes (hot-spots) y por tanto en los valores de

amplificación SERS.

• Se ha observado que el papel del grafeno como sustrato para el depósito

de NPs consiste en deslocalizar parcialmente los portadores libres, así

como favorecer la adherencia de las NPs sobre el sustrato.

• Se ha observado que la configuración geométrica del analito con respecto

a las NPs es determinante para la magnitud de la amplificación de las

señales Raman. Por ejemplo, en el caso del grafeno, la amplificación

aumenta linealmente con la extinción del plasmón, mientras que en el

233

caso de la R6G la amplificación es casi exponencial. Este comportamiento

exponencial en el caso de la R6G demuestra la alta eficiencia de los

puntos calientes que se forman en los espacios entre partículas.

• Para granos de plata de mayor tamaño (7<R<15 nm) depositados por

sputtering también se observa un desplazamiento hacia el rojo y el

ensanchamiento del plasmón a medida que el grosor de la película

aumenta (de 1 a 4 nm). En este caso, la amplificación de R6G es sólo

proporcional a la extinción del plasmón. Es importante señalar que, para

el mismo valor de extinción, la amplificación proporcionada por las NPs

ultra-pequeñas es mayor que la de los granos más grandes de las

películas, debido principalmente a los puntos calientes formados entre

las NPs ultra-pequeñas.

• Desde el punto de vista de las aplicaciones, resulta relevante la

posibilidad de aumentar eficientemente la amplificación obtenida con

películas de plata depositando sobre ellas bajas densidades de NPs ultra-

pequeñas, y creando así puntos calientes adicionales.

Funcionalización de grafeno con grupos carboxílicos

para aplicaciones en biodetección

• Se ha demostrado que un nuevo método de funcionalización de grafeno

basado en el crecimiento del grafeno por vía CVD con un flujo de vapor

de ácido dicloroacético (DCA) in-situ da como resultado grafeno

funcionalizado con grupos COOH.

• En función de los tiempos característicos de las distintas etapas del

proceso ta (tiempo de la etapa de crecimiento) y tb (tiempo de la etapa de

funcionalización) es posible obtener muestras funcionalizadas de grafeno

monocapa o multicapa: i) un ta largo (30 min) y tb corto (15 min) da lugar

234

a muestras con regiones de grafeno monocapa no funcionalizado y

regiones de grafeno de varias capas funcionalizado (SLG/MLG-F); ii) para

ta y tb largos (ambos 30 min) se obtiene grafeno monocapa y multicapa

ambos con funcionalización homogénea (SLG-F/MLG-F); iii) para un ta

corto (15 min) y tb largo se obtiene grafeno monocapa con

funcionalización no homogénea (SLG/SLG-F) y iv) si al último caso se le

añaden 5 min de flujo de DCA durante la etapa de enfriamiento se

obtiene grafeno monocapa con funcionalización homogénea (SLG-F).

• La optimización de los tiempos de las etapas de crecimiento y

funcionalización de grafeno da lugar a grafeno funcionalizado con grupos

COOH, con un porcentaje de carboxilos del orden del 5 %, que es superior

al de los demás grupos funcionales oxigenados presentes. La

funcionalización carboxílica obtenida en relación con el total de los

grupos funcionales es superior a la obtenida por otros métodos.

• Se ha optimizado el proceso de transferencia de grafeno, haciendo

posible la transferencia de las muestras de grafeno funcionalizado

monocapa para la realización de medidas eléctricas.

• En la evaluación de las propiedades de transporte electrónico de las

muestras funcionalizadas, se obtienen valores de resistencia laminar de

7-8 kΩ/sq, similares a los de las mejores muestras reportadas con otras

técnicas, y valores de movilidad de hasta 900 cm2V-1s-1, significativamente

más altos que los reportados en la literatura.

• Por último, se utiliza el método carbodiimida para anclar anticuerpos en

los lugares donde el grafeno ha sido funcionalizado con grupos -COOH. El

enlace entre el grafeno funcionalizado y el anticuerpo IgG1 se pone de

manifiesto en la distribución homogénea de la epi-fluorescencia que se

observa en las imágenes de emisión del marcador isotiocianato de

235

fluoresceína. El carácter covalente del enlace se verifica mediante la

comparación con las imágenes obtenidas del grafeno de referencia

sometido simultáneamente al mismo proceso, en el que no se detecta

ninguna emisión significativa.

• El conjunto de todos estos resultados lleva a la conclusión de que el

método que se presenta en este trabajo para la carboxilación in-situ del

grafeno es adecuado para la fabricación de plataformas funcionales que

pueden explorarse como sensores ópticos o electrónicos conductores.

MoS2 monocapa como detector de biomarcadores de

cáncer de mama a través de cambios en la

fotoluminiscencia

• Se ha desarrollado un biosensor óptico para el biomarcador del cáncer de

mama miRNA21 basado en la modificación de la fotoluminiscencia del

MoS2 monocapa. Este sensor se ha fabricado en tres pasos: (1)

crecimiento del MoS2 monocapa por PVT sobre sustratos de zafiro a partir

de MoS2 en polvo, (2) funcionalización con una sonda de ADN tiolada (ss-

DNAp-SH), y (3) hibridación con secuencias complementarias y no

complementarias de miRNA21 (esta última utilizada como control).

• Tras la hibridación con el ARN complementario se observa un

desplazamiento de 16 nm en la banda de fotoluminiscencia que no se da

para la hibridación con el ARN no complementario, demostrando así la

especificidad del biosensor y la viabilidad del reconocimiento a través de

la fotoluminiscencia del MoS2 monocapa.

• Se ha verificado la reproducibilidad de los resultados se registrando

espectros de fotoluminiscencia en varios copos.

236

• El análisis detallado de los espectros revela cambios en la relación

trión/excitón, A-/A, atribuyéndose a ambos picos el desplazamiento al

rojo observado tras la hibridación debido a una de transferencia de

electrones hacia el MoS2.

• Estos resultados muestran las ventajas en términos de selectividad de los

biosensores ópticos basados en MoS2 monocapa. El método de

transducción a través del cambio de longitud de onda de la

fotoluminiscencia, en lugar de la intensidad, es novedoso además de

significativo para el desarrollo de biosensores comerciales en el futuro.

237

ANEXO

SIMULACIONES POR DIFERENCIAS FINITAS EN EL DOMINIO DEL

TIEMPO (FDTD)

El método de las Diferencias Finitas en el Dominio del Tiempo (FDTD, del inglés

finite-difference time-domine) fue desarrollado para resolver las ecuaciones

de Maxwell y actualmente se utiliza para resolver problemas

electromagnéticos transitorios.1–4 En este trabajo se ha utilizado para llevar a

cabo las simulaciones del Capítulo 4.

Para llevar a cabo las simulaciones tridimensionales se ha utilizado el software

Lumerical FDTD (https://www.lumerical.com/fdtd/), que permite calcular el

campo eléctrico y los espectros de extinción de matrices de nanopartículas en

cualquier punto. Los cálculos de los campos eléctricos y los espectros de

extinción para una única nanopartícula (ya sean esferas o elipsoides) se han

realizado utilizando la teoría de Mie,5 y han utilizado como primer paso para

comprobar los resultados de las simulaciones FDTD.

Los parámetros FDTD utilizados en las simulaciones dependen en gran medida

de la simetría de los conjuntos de nanopartículas considerados. En el caso de

esferas aisladas y de esferas distribuidas de forma aleatoria, se han utilizado

fuentes de campo disperso total (TFSF, del inglés Total-field Scattered-field).

Se han utilizado condiciones de contorno simétricas y antisimétricas en

función de la polarización de las direcciones x e y (en el plano del sustrato) y

condiciones de capas perfectamente acopladas (PML, del inglés Perfectly

Matched Layers) para la dirección z (perpendicular al sustrato). Para las PML

distribuidas aleatoriamente se han utilizado condiciones de contorno. En el

caso de matrices periódicas de nanopartículas, se utilizaron fuentes de ondas

238

planas y condiciones de contorno periódicas para las direcciones x e y, y PML

en la dirección z.

Se han utilizado monitores de potencia para medir la absorción y la

transmisión; y monitores de campo eléctrico en diferentes capas para

encontrar la amplificación del campo. La malla utilizada fue R/200 para

2<R<10 nm, siendo R el radio de la nanopartícula.

REFERENCIAS

1. Yee, K. Numerical solution of initial boundary value problems involving

maxwell’s equations in isotropic media. IEEE Trans. Antennas Propag.

3, 302–307 (1966).

2. Alvarez-Fraga, L. et al. Efficient heterostructures for combined

interference and plasmon resonance raman amplification. ACS Appl.

Mater. Interfaces 9, 4119–4125 (2017).

3. Aguilar-Pujol, M. et al. Supported ultra-thin alumina membranes with

graphene as efficient interference enhanced raman scattering

platforms for sensing. Nanomaterials 10, (2020).

4. Ramírez-Jíménez, R. et al. Interference enhanced Raman effect in

graphene bubbles. Carbon N. Y. 105, 556–565 (2016).

5. Craig F. Bohren; Donald R. Huffman. Absorption and Scattering of Light

by Small Particles. (WILEY‐VCH Verlag, 1988).

241

PUBLICACIONES

Como resultado del trabajo descrito en esta Tesis Doctoral, se han publicado

los siguientes artículos científicos:

• In-situ carboxylation of graphene by chemical vapor deposition

growth for biosensing. Sandra Cortijo-Campos, Leo Álvarez-Fraga, Gil

Gonçalves, Mercedes Vila, Patricia Álvarez, Rosa Menéndez, Alicia de

Andrés, Carlos Prieto. Carbon 141, 719 (2019)

• Raman amplification in the ultra-small limit of Ag nanoparticles on

SiO2 and graphene: size and inter-particle distance effects Sandra

Cortijo-Campos, Rafael Ramírez-Jiménez, Esteban Climent-Pascual,

Montserrat Aguilar- Pujol, Félix Jiménez-Villacorta, Lidia Martínez,

Rafael Jiménez-Riobóo, Carlos Prieto and Alicia de Andrés. Mat. &

Design, 192, 108702 (2020)

• Breast cancer biomarker detection through the photoluminescence

of epitaxial monolayer MoS2 flakes. Sergio Catalán-Gómez, María

Briones, Sandra Cortijo-Campos, Tania García-Mendiola, Alicia de

Andrés, Sourav Garg, Patrick Kung, Encarnación Lorenzo, Jose Luis

Pau, Andrés Redondo-Cubero. Scientific Rep., 10, 16039 (2020)

• Raman and Fluorescence Enhancement Approaches in Graphene-

Based Platforms for Optical Sensing and Imaging. Sandra Cortijo-

Campos, Rafael Ramírez-Jiménez and Alicia de Andrés. Review:

Nanomaterials, 11, 644 (2021)

242

Otras publicaciones en diferentes áreas científicas:

• Anomalous shift of graphene 2D Raman band and grain selective Cu

oxidation in the graphene-Cu system. Javier Bartolomé, Leo Alvarez-

Fraga, Montserrat Aguilar-Pujol, Sandra Cortijo-Campos, Ana

Cremades, Carlos Prieto, Alicia de Andrés. 2D Materials, 6, 015023

(2019)

• Supported alumina membranes with graphene as efficient

interference enhanced Raman scattering platforms for sensing.

Montserrat Aguilar-Pujol, Rafael Ramírez-Jiménez, Elisabet Xifre-

Pérez, Lluis F. Marsal, Sandra Cortijo-Campos, Javier Bartolomé and

Alicia de Andrés. Nanomaterials, 10, 830 (2020)

• A route to detect H2 in ambient conditions using a sensor based on

reduced graphene oxide. G. Tabares, A. Redondo-Cubero, L. Vázquez,

M. Revenga, S. Cortijo-Campos, E. Lorenzo A. de Andrés E. Ruiz and J.

L. Pau. Sensors and Actuators A, 304, 111884 (2020)

• Enhanced stability and efficiency in inverted perovskite solar cells

through graphene doping of PEDOT:PSS hole transport layer. C.

Redondo-Obispo, T. S. Ripolles, S. Cortijo-Campos, A. L. Álvarez, E.

Climent-Pascual, A. de Andrés and C. Coya. Mat. & Design, 191,

108587 (2020)

• Effect of the linkage position on the conjugation length of truxene-

based porous polymers: implications on their sensing performance

of nitroaromatics. M. Echeverri, S. Gámez, R. Cano, J. Guadalupe, S.

Cortijo-Campos, J. Navarrete, M. Iglesias, M.C. Ruiz Delgado, B.

Gómez-Lor, Chemistry of Materials., 31, 17, 6971 (2019).