Groot afstembaar circulair dichroïsme van extrinsieke chirale metalen nanocrescent arrays met een groot oppervlak

Abstract

Circulair dichroïsme (CD) is een interessant fenomeen dat voortkomt uit de interactie van licht met chirale moleculen of andere nanostructuren zonder spiegelsymmetrieën in driedimensionale (3D) of tweedimensionale (2D) ruimte. Hoewel de waarneembare effecten van optische chiraliteit erg zwak zijn in de meeste natuurlijke materialen, kunnen ze worden ontworpen en aanzienlijk worden verbeterd in synthetische chirale structuren, waar de ruimtelijke symmetrie van hun component op nanoschaal wordt verbroken. Daarom is de fabricage van composieten die in staat zijn tot goedkope, tijdbesparende en gigantische CD's wenselijk voor de geavanceerde optische technologieën. Hier werd de gigantische CD van metalen nanosikkel-arraystructuren met een groot oppervlak theoretisch en experimenteel onderzocht. De grootste waarde van het gemeten CD-spectrum was groter dan 0, 5 en het CD-spectrum werd effectief en uitgebreid afgestemd met behoud van een grote piekintensiteit, wat kan worden toegeschreven aan de selectieve excitatie van de roosteroppervlakmodi (LSM's) door circulair gepolariseerd licht. De analyse van de extrinsieke chirale structuur toont potentiële toepassingen in chirale molecuuldetectie en polariserende beeldvorming.

Inleiding

Een object is chiraal als zijn structuur verschilt van zijn spiegelbeeld enantiomeer [1]. Chiraliteit is een alomtegenwoordige eigenschap van een grote verscheidenheid aan verbindingen, zoals biologische en chemische stoffen, of kunstmatige metamaterialen [2]. Deze structurele eigenschap wordt veel gebruikt in veel gebieden, zoals natuurkunde, biologie, scheikunde en geneeskunde [3,4,5,6]. Chirale nanostructuren van edelmetaal zijn de afgelopen decennia uitgebreid bestudeerd vanwege hun afstembare optische eigenschappen, waaronder optische rotatie, asymmetrische transmissie van circulair gepolariseerd licht en buitengewoon circulair dichroïsme (CD) [7,8,9,10,11 ,12,13,14]. Deze uitzonderlijke eigenschappen worden toegeschreven aan de sterke optische respons van deze structuren en wordt gegenereerd door gelokaliseerde oppervlakteplasmonresonanties (LSPR's). Dit fenomeen is gevoelig voor de vorm, grootte en omgeving van de metalen nanostructuren [15,16,17]. Om deze redenen kunnen chirale metaalnanostructuren in veel toepassingen worden gebruikt, zoals negatieve breking [18,19,20], bij de manipulatie van de polarisatie van een lichtbron [21,22,23], en bij het detecteren van chirale moleculen [ 24, 25].

Optische chiraliteit kan ook worden gegenereerd in achirale metamaterialen door de spiegelsymmetrie van de experimentele opstelling te doorbreken via schuine verlichting. Dit fenomeen staat bekend als "extrinsieke chiraliteit" vanwege het ontbreken van de tweevoudige rotatiesymmetrie van de verbinding. Extrinsieke chiraliteit werd voor het eerst geïntroduceerd en bewezen door Bunn in 1945. Zheludev en collega's ontdekten de extrinsieke chirale respons veroorzaakt door extrinsieke chiraliteit in een metalen gespleten ring. Bovendien bestudeerden ze het interactiemechanisme tussen de elektrische dipool en de magnetische dipool van deze structuren [26, 27]. Onlangs hebben Leon et al. [28] toonde experimenteel en theoretisch het grote cirkelvormige dichroïsme aan in een meta-oppervlak dat bestaat uit metalen gespleten ringarrays. In vergelijking met chirale metalen nanostructuren zijn extrinsieke chirale metalen nanostructuren met een groot oppervlak gemakkelijker te vervaardigen [29,30,31,32,33,34]. Bovendien vertonen ze nog sterkere chirale optische eigenschappen, zoals CD, wat impliceert dat de verbinding verschillende transmissies vertoont wanneer deze interageert met links circulair gepolariseerde (LCP) of rechts circulair gepolariseerde (RCP) invallende golven [35, 36]. In een eerder werk van dezelfde onderzoeksgroep werd een willekeurig verdeelde metalen halvemaanvormige nanostructuur met een groot oppervlak gefabriceerd en het bleek een grote optische chiraliteit te bezitten [37]. Vanwege de lage dichtheid van de willekeurig verdeelde nanohalve maantjes, was de CD-coëfficiënt die in het experiment werd verkregen echter lager dan de verwachte. Bovendien vertoonde de uniformiteit van de willekeurig verdeelde metalen halvemaanvormige nanostructuren verschillende onvolkomenheden die het gebruik van deze verbinding in toepassingen verhinderden. Omdat de arraystructuur zorgt voor een grote celdichtheid en een goede uniformiteit. De ontwikkeling van eenvoudige, bekende en goedkope fabricagemethoden om grote, uniforme, extrinsieke chirale metaalarraystructuren te produceren, vormt een nieuwe uitdaging om het gebruik van metaalchiraliteit in toepassingen te bevorderen.

In dit werk werd een periodieke reeks van metalen halvemaanvormige nanostructuren met roosterconstanten in het bereik van 500-1000 nm gefabriceerd met behulp van polystyreen (PS) microsfeerarray als sjabloon. De maximale waarde van de CD (0,51) werd gemeten bij 1270 nm voor een roosterconstante van 800 nm. Simulaties van de voorgestelde structuur werden geïmplementeerd en bleken uitstekend overeen te komen met de experimentele metingen. Volgens de simulaties is het belangrijkste mechanisme dat aan de basis ligt van dit intense CD-effect de selectieve excitatie van de LSM's via het circulair gepolariseerde licht. Verder werd de afstembaarheid van het CD-effect experimenteel geverifieerd door de roosterconstante van de structuur te veranderen. Aangezien de PS-microsferen in de handel verkrijgbaar zijn, kan de extrinsieke chiraliteit van de periodieke reeks metalen halvemaanvormige nanostructuren worden gemoduleerd over een breed spectraal bereik, dat zich uitstrekt van het zichtbare tot het infrarode gebied. Het voorgestelde monster heeft voordelen van een hoog dichroïsme, gemakkelijke fabricage en compatibiliteit met standaard fabricagetechnieken, wat zou kunnen leiden tot beeldvorming en detectietoepassingen van circulair gepolariseerd licht.

Methoden

De gelijkzijdige driehoekige roosterarrays met een groot oppervlak van metalen halvemaanvormige nanostructuren met verschillende roosterconstanten werden gefabriceerd met behulp van PS-nanosferen van verschillende groottes als sjablonen. De diameters van de PS-nanosferen die in dit werk worden gebruikt, zijn 500, 650, 800, 850 en 1000 nm. Het fabricageproces wordt getoond in figuur 1a. Aanvankelijk werd een monolaag hexagonaal dicht opeengepakt array van PS-bollen gevormd op een voorbehandeld kwartsoppervlak via het zelfassemblageproces [38]. De dicht opeengepakte colloïdale monolaag werd vervolgens geëtst door gedurende 6 minuten een argonplasma te vormen (PDC-32G-2) om een niet-opeengepakte sjabloon te verkrijgen [39, 40]. Het monster werd op een druk van 0,2 mbar gehouden en het ingangsvermogen van het licht werd ingesteld op 100 mW. Achtereenvolgens werd een 50 nm dunne goudlaag afgezet door middel van een ionenbundel sputtercoating met een hellingshoek van 45°. De goudfilm werd verticaal geëtst door de ionenstraal. Ten slotte werd de sjabloon van de nanosfeer verwijderd met behulp van aceton en werden de gelijkzijdige driehoekige roosterarrays met een groot oppervlak van metalen halvemaanvormige nanostructuren gevormd. Na geometrische basisoverwegingen kan de diameter van de halve maan worden aangepast door een andere diameter van de PS-nanosferen te kiezen. Bovendien is de filmdikte direct toegankelijk door de hoeveelheid goud die op het monster wordt afgezet te regelen, en de maximale sikkelbreedte w van het metaal wordt gegeven als

$$ w=\frac{d_{coll}}{2}\left[1-\frac{\left(1-\sin \phi \right)}{\cos \phi}\right]. $$

een Schets van het bereidingsproces van de halve maan en de deeltjesgeometrie die de diameter d . aangeeft _coll van maskeercolloïde en de maximale sikkelbreedte w van het metaal. De rode pijl geeft de positieve richting van de spiegelas van nanohalve maan aan; b –d SEM-afbeeldingen van de structuur met roosterconstanten:b 500 nm, c 800 nm, d 1000nm. De lengte van de groene pijl vertegenwoordigt de maximale breedte van de halvemaanvormige structuur w . De stippellijn geeft de diameter weer van de halvemaanvormige structuur na montage met een cirkel (geëtste PS-nanobolletjes); e Het reciproke rooster wordt overspannen door de basisvectoren (1, 0) en (0, 1). De reciproke vector (1, 1) en (2, 1) worden getoond. De ononderbroken en onderbroken lijnen in het diagram van het wederzijdse rooster vertegenwoordigen respectievelijk de grenzen van de eerste en de tweede Brillouin-zone. v Schematisch ontwerp van het experiment

Vervanging van Φ =45°, gebruikt in de hier besproken onderzoeken, levert de bovenstaande vergelijking op

$$ w=0.59\cdot \frac{d_{coll}}{2}. $$

Opgemerkt moet worden dat in werkelijkheid afwijkingen van de geïdealiseerde geometrie voorgesteld in figuur 1a voorkomen. De w , te zien in de scanning-elektronenafbeeldingen, Fig. 2b-d, is iets kleiner dan het ideale geval. Als aanvullende systematische onzekerheden moet rekening worden gehouden met het etsen en aggregeren van colloïden. De rode pijl in Fig. 1a definieert de positieve richting van de spiegelas van nanohalve maan die in de richting van de opening van nanohalve maan is. Zoals getoond in Fig. 1b-d, is de richting van de spiegelas van nanohalve manen consistent, en dit kon worden bepaald via het kantelende afzettingsproces en werd kunstmatig gecontroleerd. De metalen nanosikkels rangschikken zich regelmatig binnen een relatief groot gebied. De oriëntatie van het rooster is echter moeilijk te controleren buiten het optische meetgebied, dat enkele vierkante millimeters meet, vanwege fabricagefouten. Daarom is de relatieve oriëntatie tussen de richting van metalen nanohalve maansikkels en het gelijkzijdige driehoekige rooster willekeurig.

een , d Schematische voorstelling van het rooster waarbij de spiegelas van nanohalve maantjes respectievelijk is gericht op de [0, − 1] en [2, 1] kristalas (de blokken vertegenwoordigen de kristalcel); b , c extinctiespectra opgenomen door gebruik te maken van invallend licht met respectievelijk linker en rechter circulaire polarisatie. De spiegelas van nanohalve maan is gericht naar de [0, − 1] richting van het kristalrooster; e , v extinctiespectra opgenomen door gebruik te maken van invallend licht met respectievelijk linker en rechter circulaire polarisatie. De spiegelas van nanohalve maan is gericht in de richting [2, 1] van het kristalrooster

Het monster met extrinsieke chirale respons werd gemodelleerd met behulp van een Maxwell's vergelijkingsoplosser, die is gebaseerd op de Finite-Difference Time-Domain (FDTD) -methode. De metalen nanosikkel-arraystructuur met roosterconstante van 800 nm (d.w.z. het monster gevormd met PS-microsferen met een diameter van 800 nm) werd geselecteerd om de simulatie uit te voeren. Terwijl in het experiment de relatieve oriëntatie tussen de spiegelas van nanohalve maan en het rooster willekeurig is, werd in de simulatie de spiegelas van nanohalve maan gekozen in de richting van de [0, − 1] en [2, 1] kristalas, zoals getoond in Fig. 2a, d, eenvoudigheidshalve. Hier vormt het kwarts het substraat en de Au het metaal, zoals in het Johnson en Christy's-model. Periodieke randvoorwaarden werden toegepast langs de x - en y -routebeschrijving. De FDTD-maaswijdte was ingesteld op 2 nm om een nauwkeurige berekening van het plasmonische effect te bieden. Door links circulair en rechts circulair gepolariseerd licht op het monster te richten en door het monster tegelijkertijd rond de rotatiesymmetrie-as van de metalen nanosikkel te draaien, kan de invalshoek worden gewijzigd, zoals weergegeven in figuur 1e.

Resultaten en discussie

De oppervlakte-roosterresonanties (SLR's) in een tweedimensionale reeks nanodeeltjes zijn uitgebreid bestudeerd. De uitstervingskenmerken in het spectrum zijn het resultaat van de roosteroppervlakmodi (LSM's), die worden gegenereerd door grazende diffractieorders of Rayleigh-anomalieën (RA's) [28, 41]. In dit werk wordt de grootte van de nanodeeltjes benaderd door de roosterconstante. Om deze reden kunnen de uitdovingskenmerken die aanwezig zijn in het spectrum, die het resultaat zijn van de LSM's, nog steeds worden waargenomen, hoewel de asymmetrie van de brekingsindex van de omgeving werd geïntroduceerd door het kwartssubstraat toe te voegen [42]. Bovendien kan een significante roodverschuiving worden waargenomen die voortkomt uit de Rayleigh-afwijkingsconditie, vanwege de sterke koppeling van de LSPR met de naburige metaaldeeltjes [43]. Deze verschijnselen worden in detail gepresenteerd in de volgende secties van dit werk.

Wanneer de spiegelas van nanohalve maantjes naar de [0, − 1] roosterkristalas wijst en de invalshoek van het licht 0° is, overlappen de extinctiespectra die worden gegenereerd door de twee circulair gepolariseerde licht elkaar. Verder vertoont elk spectrum drie uitstervingspieken, die zich respectievelijk op 697 nm, 1019 nm en 1265 nm bevinden (figuur 2b, c). Vanwege de lage intensiteit van de extinctiepiek op 697 nm en de geringe bijdrage ervan aan het CD-effect, werd er geen verder onderzoek naar deze functie uitgevoerd. De uitstervingspiek op 1265 nm wordt voornamelijk veroorzaakt door de LSM's (± 1, 0), (1, 1) en (− 1, − 1), terwijl het kenmerk dat op 1019 nm verschijnt meestal wordt gegenereerd door de LSM's (2 , 1) en (− 2, − 1). De introductie van de halvemaanvormige structuur verwijdert de degeneratie omdat deze wordt gekenmerkt door een relatief lage mate van symmetrie. Dientengevolge splitst de uitdovingspiek bij 1019 nm wanneer deze wordt verlicht door een licht met een invalshoek van 0°. Wanneer de invalshoek θ toeneemt en de spiegelas evenwijdig is aan de [0, − 1] richting van het kristalrooster, kan de resonantievergelijking van de LSM's als volgt worden geschreven:

$ {\lambda}_{RA}^{\pm}\left(\theta \right)=\frac{\sqrt{3}}{2}\varLambda n\left[1\pm \frac{\sqrt {3}}{2}\sin \left(\theta \right)\right] $ voor de (±1, 0), (1, 1) en (−1, −1) modi;

$ {\lambda}_{RA}^{\pm}\left(\theta \right)=\frac{1}{2}\varLambda n\left[1\pm \sin \left(\theta \right )\right] $ voor de (2, 1), (−2, −1) modi. waar Λ is de roosterconstante van het gelijkzijdige driehoekige rooster, dat 800 nm meet; het symbool ± (positief of negatief) hangt af van het eerste cijfer van de LSM's; n is de effectieve brekingsindex van de omgeving van het gelijkzijdige driehoekige rooster, dat voor elke LSM bijna identieke waarden (1,25) aanneemt. Door deze waarden in de bovenstaande uitdrukkingen in te voeren, zou de door de LSM's geïnduceerde extinctiepiek (± 1, 0), (1, 1) en (− 1, − 1) moeten verschijnen bij 866 nm, terwijl de functie die door de LSM's wordt geïnduceerd (2, 1) en (− 2, 1) bij 500 nm. De simulatieresultaten laten echter zien dat deze pieken zich op 1265 nm en 1019 nm bevinden, wat betekent dat ze grotendeels rood verschoven zijn ten opzichte van de berekende. De roodverschuiving wordt veroorzaakt door de sterke koppeling van de LSPR-modi met de naburige metalen nanodeeltjes [43]. De koppelingssterkte van de LSPR-modi met de naburige metalen nanohalve maansikkels is verschillend voor verschillende geometrische configuraties en modi en dit veroorzaakt een roodverschuiving in hun optische respons. In dit werk zijn de verschillende waarden van de roodverschuivingen afhankelijk van de effectieve brekingsindex, n , in de resonantievergelijking. De effectieve brekingsindex gemeten wanneer de spiegelas van nanohalve manen zich in de richting van de [0, − 1] kristalas en θ bevindt =0° is 1,46 voor de LSM's (± 1, 0), (1, 1) en (− 1, − 1), en 2,04 voor de LSM's (2, 1) en (− 2, − 1). Naarmate de invalshoek groter wordt, wordt de degeneratie verwijderd en worden de extinctiepieken bij 1265 nm en 1019 nm breder of gespleten. Het verwijderen van de degeneratie is een zeer gecompliceerd proces, aangezien de excitatie-efficiëntie van de LSPR-modi verandert met verschillende trends bij de toename van θ . Daarom concentreert dit werk zich op de belangrijkste factor die aanleiding geeft tot het enorme CD-effect. Zoals getoond in Fig. 2b, c, is de uitdovingspiek op 1265 nm blauw verschoven bij de toename van de LCP-lichtinvalshoek, maar dit fenomeen wordt niet waargenomen in de uitstervingsspectra waar RCP-licht wordt gebruikt. Deze resultaten laten een significant verschil zien tussen de extinctiespectra gemeten met RCP en LCP invallend licht en dit kan verband houden met het enorme gemeten CD-effect; terwijl LCP-licht de (− 1, 0) en (− 1, − 1) LSM's kan exciteren, gebeurt dit niet met RCP-licht.

Wanneer de spiegelas van nanohalve maantjes is uitgelijnd met de [2, 1] as van het rooster, worden vergelijkbare resultaten verkregen. Zoals getoond in Fig. 2e, f, wanneer θ =0°, overlappen de uitdovingsspectra voor de twee soorten circulair gepolariseerd invallend licht. Bovendien vertoont elk spectrum ook drie extinctiepieken, die zich respectievelijk op 697 nm, 1019 nm en 1171 nm bevinden. De uitdovingspiek die zich op 697 nm bevindt, werd in de volgende analyse niet in aanmerking genomen. De waarnemingen suggereren dat de uitstervingspiek op 1171 nm voornamelijk wordt veroorzaakt door de LSM's (0, ± 1), terwijl die op 1019 nm kan worden gegenereerd door de LSM's (− 1, 1), (1, 1) , (1, 2) en (− 1, − 2). Bij het vergroten van de invalshoek, θ , en wanneer de spiegelas evenwijdig is aan de [2, 1] richting van het rooster, kan de resonantievergelijking van de LSM's als volgt worden geschreven:

$ {\lambda}_{RA}^{\pm}\left(\theta \right)=\frac{\sqrt{3}}{2}\varLambda n\left[1\pm \sin \left( \theta \right)\right] $ voor de (0, ±1) modi;

$ {\lambda}_{RA}^{\pm}\left(\theta \right)=\frac{1}{2}\varLambda n\left[1\pm \frac{\sqrt{3}} {2}\sin \left(\theta \right)\right] $ voor de modi (−1, 1), (1, −1), (1, 2) en (−1, −2).

Het teken ± (positief of negatief) hangt af van het tweede cijfer van de LSM's. Wanneer θ =0°, n is 1,35 voor de LSM's (0, ± 1), terwijl het 2,04 is voor de LSM's (− 1, 1), (1, − 1), (1, 2) en (− 1, − 2). Wanneer de invalshoek groter wordt, worden de extinctiepieken bij 1171 nm en 1019 nm breder of gesplitst. Evenzo, wanneer de spiegelas van nanohalve maansikkels evenwijdig is aan de [0, 1] kristalas, is het belangrijkste verschil tussen de uitstervingsspectra die zijn opgenomen met RCP en LCP invallend licht een reeks uitdovingspieken. Ze zijn blauw verschoven in vergelijking met de piek op 1171 nm. Bovendien verschijnen ze bij vergroting van de invalshoek alleen in de via het LCP-invallende licht gemeten extinctiespectra, maar dat is bij gebruik van RCP-licht niet waar te nemen. Deze waarneming kan het gemeten enorme CD-effect verklaren, aangezien alleen het LCP-licht de (0, − 1) LSM kan opwekken. De selectieve excitatie van de LSM's via links en rechts circulair gepolariseerd licht kan dan verantwoordelijk zijn voor het enorme CD-effect dat wordt waargenomen in extrinsieke chirale arraystructuren en deze waarneming is consistent met Ref. [28].

Er werd een experimentele meting uitgevoerd om de extinctiespectra en de CD-spectra van de monsters te verkrijgen. Een meetsysteem, dat een ultraviolet-zichtbare-nabij-infrarood spectrofotometer vormt, werd ontwikkeld. Het licht wordt door een Glan-Taylor-prisma en een breedspectrum kwartgolfplaat gestuurd om ervoor te zorgen dat circulaire polarisatie kan worden bereikt en dat het monster onder een bepaalde hoek wordt bestraald. Deze hoek kan nauwkeurig worden geregeld door de monstertafel te draaien. De CD-coëfficiënt kan worden berekend met behulp van de volgende vergelijking:

$$ CD=\frac{L_{ext}-{R}_{ext}}{L_{ext}+{R}_{ext}}, $$

waar L _ext en R _ext zijn de uitstervingsintensiteiten van de metalen nanohalve maantjes gemeten met de spectrofotometer via respectievelijk LCP-licht en RCP-licht. De resultaten worden getoond in Fig. 3d, e, terwijl de CD-spectra worden weergegeven in Fig. 3f. Om de simulaties te benaderen met de experimentele omstandigheden, werden de extinctiespectra van de twee configuraties over elkaar heen gelegd (Fig. 3a, b) en werden de gesimuleerde CD-coëfficiënten berekend (Fig. 3c). De simulaties komen goed overeen met de experimentele resultaten, vooral in het geval van de CD-spectra. Zoals getoond in Fig. 3d, e, wanneer θ =0°, de extinctiespectra gemeten door LCP en RCP invallend licht zijn bijna identiek. Verder zijn er twee prominente extinctiepieken op 696 nm en 1838 nm aanwezig. De resultaten suggereren dat de extinctiepiek bij 696 nm wordt gegenereerd door de LSPR-modus van hoge orde. De uitstervingspiek bij 1838 nm kan in plaats daarvan ontstaan door de LSM's (± 1, 0), (1, 1), (− 1,− 1), (0, ± 1) en de LSPR-dipoolmodus. Bij de toename van θ , neemt de extinctiepiek bij 696 nm aanvankelijk af en neemt vervolgens weer toe, hoewel de intensiteit ervan verschilt in de LCP- en RCP-spectra. Deze observatie komt overeen met de conclusies van het eerdere werk van deze onderzoeksgroep. De uitstervingspiek bij 1838 nm vertoont slechts een kleine verandering en een nieuwe uitstervingspiek bij 1390 nm ontstaat bij de toename van θ en wanneer LCP-invallend licht wordt gebruikt. Dit resulteert in de excitatie van de (− 1, 0), (− 1, − 1) en (0, 1) LSM's. Wanneer het monster wordt geëxciteerd via invallend RCP-licht, verschuift de extinctiepiek bij 1838 nm rood en wordt de intensiteit ervan zwakker naarmate θ neemt toe. Hoewel er geen uitstervingspieken zijn bij 1390 nm, verschijnt er een nieuwe functie bij 1080 nm wanneer θ wordt verhoogd en dit kan worden gegenereerd door de LSPR-modi. Zoals getoond in Fig. 3f, bij een toename van θ ontstaat er een grote CD-piek en roodverschuivingen. Wanneer θ =30°, de maximale waarde van de CD-coëfficiënt (0,51) kan worden gemeten bij 1270 nm. De selectieve excitatie van de (− 1, 0), (− 1, − 1) en (0, 1) LSM's via het circulair gepolariseerde licht activeert het mechanisme dat verantwoordelijk is voor het enorme CD-effect. Vanwege de gebreken in het productieproces zijn de uitdovings- en CD-pieken die in het experiment worden verkregen iets breder in vergelijking met de gesimuleerde.

Gesimuleerde en gemeten extinctie en CD-spectra. een –c Gesimuleerde additieve extinctiespectra voor verschillende invalshoeken van het circulair gepolariseerde licht:a LCP, b RCP en de CD-spectra. d –f Gemeten extinctiespectra voor verschillende invalshoeken van het circulair gepolariseerde licht:d LCP, e RCP en de CD-spectra

Bovendien laat dit werk zien dat de extrinsieke chiraliteit van de reeks metalen halvemaanvormige nanostructuren kan worden afgestemd door de diameter van de PS-microsfeer aan te passen. Figuur 4 toont de CD-spectra van verschillende metalen nanosikkel-arrays met verschillende roosterconstanten (d.w.z. de diameter van de PS-nanosferen) in het bereik van 500-1000 nm met θ =30°. Bij de toename van de roosterconstante verschuift de piek van de CD-spectra rood van 1019 naar 1799 nm en blijft de CD-coëfficiënt relatief groot (> 0,25). Aangezien PS-microsferen met een diameter tussen 50 nm en 10 m in de handel verkrijgbaar zijn, kan de extrinsieke chiraliteit van de structuur worden gemoduleerd voor toepassing over een breed scala aan golflengten, variërend van zichtbaar tot infrarood.

CD-spectra van metalen nanosikkel-arrays met een diameter in het bereik van 500-1000 nm; de invalshoek van de lichtbron is 30°

Conclusies

Samenvattend hebben we aangetoond dat de metalen nanocrescent array-structuren met een groot oppervlak een aanzienlijk extrinsiek chiraal effect vertonen, evenals een hoge modulariteit en een eenvoudige fabricagemethode. Monsters met verschillende roosterparameters werden met succes vervaardigd en het CD-effect werd theoretisch en experimenteel bestudeerd. De grootste CD-coëfficiënt (> 0,5) werd gemeten bij 1270 nm met een invalshoek van 30° in een metalen halvemaanvormige array met een periode van 800 nm. Bovendien kan het CD-spectrum van dergelijke structuren uitgebreid worden afgestemd, met behoud van een grote piekintensiteit, door de diameter van de PS-microsferen te veranderen. De locaties van de CD-pieken variëren van 1019 tot 1799 nm, bij een verandering in de roosterconstante in het bereik van 500-1000 nm. De simulaties komen goed overeen met de experimentele resultaten en het grote en afstembare extrinsieke chirale effect van de monsters kan worden toegeschreven aan de selectieve excitatie van de LSM's geïnduceerd door LCP en RCP. De gedemonstreerde structuur kan nuttig zijn bij teledetectie en polarisatiebeeldvorming.

Beschikbaarheid van gegevens en materialen

Alle gegevens die tijdens dit onderzoek zijn gegenereerd of geanalyseerd, zijn opgenomen in dit gepubliceerde artikel.

Afkortingen

LCP:: links circulair gepolariseerd
RCP:: rechts circulair gepolariseerd
CD:: circulair dichroïsme
LSPR's:: gelokaliseerde oppervlakteplasmonresonanties
LSMS:: rooster oppervlaktemodi
SLRS:: oppervlakte-rooster resonanties
SEM:: scanning elektronenmicroscoop

Synthese, karakterisering en evaluatie van redox-gevoelige chitosan-oligosaccharidenanodeeltjes gecoat met fycocyanine voor medicijnafgifte Mesoporeuze op nanodeeltjes gebaseerde combinatie van NQO1-remmer en 5-fluoruracil voor krachtig antitumoreffect tegen plaveiselcelcarcinoom van hoofd en nek (HNSCC)

Nanomaterialen

Metaal

Hars

vezel

Samengesteld materiaal