Dicroísmo circular sintonizable gigante de matrices nanocrescentes de metales quirales extrínsecos de área grande

Resumen

El dicroísmo circular (CD) es un fenómeno interesante que se origina en la interacción de la luz con moléculas quirales u otras nanoestructuras que carecen de simetrías especulares en el espacio tridimensional (3D) o bidimensional (2D). Si bien los efectos observables de la quiralidad óptica son muy débiles en la mayoría de los materiales naturales, pueden diseñarse y mejorarse significativamente en estructuras quirales sintéticas, donde la simetría espacial de su componente se rompe a nanoescala. Por lo tanto, la fabricación de compuestos capaces de producir CD gigantes, económicos y que ahorran tiempo es deseable para las tecnologías ópticas avanzadas. Aquí, se investigó teórica y experimentalmente el CD gigante de estructuras de matriz de metal nanocrescente de gran área. El valor más grande del espectro de CD medido fue mayor que 0.5, y el espectro de CD se sintonizó de manera efectiva y extensa mientras se mantenía un pico de intensidad grande, que se puede atribuir a la excitación selectiva de los modos de superficie reticular (LSM) por luz polarizada circularmente. El análisis de la estructura quiral extrínseca muestra aplicaciones potenciales en la detección de moléculas quirales y la polarización de imágenes.

Introducción

Un objeto es quiral si su estructura difiere de su enantiómero de imagen especular [1]. La quiralidad es una propiedad ubicua que poseen una gran variedad de compuestos, como sustancias biológicas y químicas o metamateriales artificiales [2]. Esta propiedad estructural se utiliza ampliamente en muchos campos, como la física, la biología, la química y la medicina [3, 4, 5, 6]. Las nanoestructuras de metales nobles quirales se han estudiado ampliamente en las últimas décadas debido a sus propiedades ópticas sintonizables, que incluyen rotación óptica, transmisión asimétrica de luz polarizada circularmente y dicroísmo circular extraordinario (CD) [7,8,9,10,11 , 12, 13, 14]. Estas propiedades excepcionales se atribuyen a la fuerte respuesta óptica de estas estructuras y son generadas por resonancias de plasmones superficiales localizados (LSPR). Este fenómeno es sensible a la forma, tamaño y entorno de las nanoestructuras metálicas [15,16,17]. Por estas razones, las nanoestructuras de metales quirales se pueden utilizar en muchas aplicaciones, como la refracción negativa [18,19,20], la manipulación de la polarización de una fuente de luz [21,22,23] y la detección de moléculas quirales [ 24, 25].

La quiralidad óptica también se puede generar en metamateriales aquirales rompiendo la simetría especular de la disposición experimental mediante iluminación oblicua. Este fenómeno se conoce como "quiralidad extrínseca" debido a la falta de la doble simetría de rotación del compuesto. La quiralidad extrínseca fue inicialmente introducida y probada por Bunn en 1945. Zheludev y sus colaboradores descubrieron la respuesta quiral extrínseca inducida por la quiralidad extrínseca en un anillo dividido de metal. Además, estudiaron el mecanismo de interacción entre el dipolo eléctrico y el dipolo magnético de estas estructuras [26, 27]. Recientemente, Leon et al. [28] demostró el gran dicroísmo circular en una metasuperficie compuesta de matrices de anillos de metal divididos experimental y teóricamente. En comparación con las nanoestructuras metálicas quirales, las nanoestructuras metálicas quirales extrínsecas con una gran superficie son más fáciles de fabricar [29,30,31,32,33,34]. Además, muestran propiedades ópticas quirales aún más fuertes, como CD, lo que implica que el compuesto presenta diferentes transmisiones cuando interactúa con ondas incidentes polarizadas circularmente a la izquierda (LCP) o polarizadas circularmente a la derecha (RCP) [35, 36]. En un trabajo anterior de este mismo grupo de investigación, se fabricó una nanoestructura de media luna metálica distribuida aleatoriamente de gran área y se demostró que posee una gran quiralidad óptica [37]. Sin embargo, debido a la baja densidad de las nanocrescentes distribuidas aleatoriamente, el coeficiente de CD obtenido en el experimento fue menor al esperado. Además, la uniformidad de las nanoestructuras metálicas de media luna distribuidas aleatoriamente presentaba varias imperfecciones que impedían el uso de este compuesto en aplicaciones. Dado que la estructura de la matriz proporciona una gran densidad celular y una buena uniformidad. El desarrollo de métodos de fabricación simples, bien conocidos y de bajo costo para producir estructuras de matrices metálicas quirales extrínsecas, uniformes y de gran área constituye un nuevo desafío para promover el uso de la quiralidad del metal en las aplicaciones.

En este trabajo, se fabricó una matriz periódica de nanoestructuras metálicas en forma de media luna con constantes de celosía en el rango de 500 a 1000 nm utilizando una matriz de microesferas de poliestireno (PS) como plantilla. El valor máximo de la CD (0,51) se midió a 1270 nm para una constante de red de 800 nm. Se implementaron simulaciones de la estructura propuesta y se encontró que estaban en excelente acuerdo con las mediciones experimentales. Según las simulaciones, el mecanismo principal en la base de este intenso efecto de CD es la excitación selectiva de los LSM a través de la luz polarizada circularmente. Además, la capacidad de sintonización del efecto CD se verificó experimentalmente cambiando la constante de celosía de la estructura. Dado que las microesferas de PS están disponibles comercialmente, la quiralidad extrínseca de la matriz periódica de nanoestructuras metálicas en forma de media luna se puede modular en un amplio rango espectral, que se extiende desde la región visible hasta la infrarroja. La muestra propuesta tiene ventajas de alto dicroísmo, fácil fabricación y compatibilidad con técnicas de fabricación estándar, lo que podría conducir a aplicaciones de detección y generación de imágenes de luz polarizada circularmente.

Métodos

Las matrices de celosía triangular equilátero de gran área de nanoestructuras metálicas en forma de media luna con diferentes constantes de celosía se fabricaron utilizando nanoesferas de PS de diferentes tamaños como plantillas. Los diámetros de las nanoesferas PS utilizadas en este trabajo son 500, 650, 800, 850 y 1000 nm. El proceso de fabricación se muestra en la Fig. 1a. Inicialmente, se formó una matriz monocapa hexagonal compacta de esferas de PS sobre una superficie de cuarzo pretratada mediante el proceso de autoensamblaje [38]. La monocapa coloidal compacta se grabó formando un plasma de argón durante 6 min (PDC-32G-2) para obtener una plantilla no compacta [39, 40]. La muestra se mantuvo a una presión de 0,2 mbar y la potencia de entrada de la luz se ajustó a 100 mW. Sucesivamente, se depositó una capa fina de oro de 50 nm mediante un revestimiento de pulverización catódica con haz de iones con un ángulo de inclinación de 45 °. La película de oro fue atacada verticalmente por el haz de iones. Finalmente, la plantilla de la nanoesfera se eliminó usando acetona, y se formaron las matrices de celosía triangular equilátero de gran área de nanoestructuras metálicas en forma de media luna. Siguiendo consideraciones geométricas básicas, el diámetro de la media luna se puede ajustar eligiendo un diámetro diferente de las nanoesferas de PS. Además, se puede acceder directamente al espesor de la película controlando la cantidad de oro depositado en la muestra y el ancho máximo de la media luna w del metal se da como

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

un Esquema del proceso de preparación de la media luna y la geometría de las partículas indicando el diámetro d _coll de coloide de enmascaramiento y el ancho máximo de media luna w del metal. La flecha roja indica la dirección positiva del eje del espejo de las nanocrescentes; b - d Imágenes SEM de la estructura con constantes de celosía: b 500 nm, c 800 millas náuticas, d 1000 nm. La longitud de la flecha verde representa el ancho máximo de la estructura en forma de media luna w . La línea de puntos representa el diámetro de la estructura creciente después de encajar con un círculo (nanoesferas de PS grabadas); e La retícula recíproca está dividida por los vectores base (1, 0) y (0, 1). Se muestran los vectores recíprocos (1, 1) y (2, 1). Las líneas continuas y discontinuas en el diagrama de la celosía recíproca representan los límites de la primera y la segunda zona de Brillouin, respectivamente. f Diseño esquemático del experimento

Sustituyendo Φ =45 °, utilizado en todos los estudios discutidos aquí, en la ecuación anterior produce

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

Cabe señalar que, en realidad, se producen desviaciones de la geometría idealizada sugerida en la Fig. 1a. El w , visto en las imágenes de barrido electrónico, Fig. 2b – d, es ligeramente más pequeño que el caso ideal. Como incertidumbres sistemáticas adicionales, deben tenerse en cuenta el grabado y la agregación de coloides. La flecha roja en la Fig. 1a define la dirección positiva del eje del espejo de las nanocrescentes que está hacia la dirección de apertura de las nanocrescentes. Como se muestra en la Fig. 1b-d, la dirección del eje del espejo de las nanocrescentes es consistente, y esto podría determinarse mediante el proceso de depósito basculante y se controló artificialmente. Las nanocrescentes de metal se organizan regularmente dentro de un área relativamente grande. Sin embargo, la orientación de la celosía es difícil de controlar fuera del área de medición óptica, que mide unos pocos milímetros cuadrados, debido a defectos de fabricación. Por lo tanto, la orientación relativa entre la dirección de las nanocrescentes de metal y la red triangular equilátera es aleatoria.

un , d Esquema de la red donde el eje del espejo de las nanocrescentes está orientado hacia el eje del cristal [0, - 1] y [2, 1], respectivamente (los bloques representan la celda del cristal); b , c espectros de extinción registrados empleando una luz incidente con polarización circular izquierda y derecha, respectivamente. El eje del espejo de las nanocrescentes se dirige hacia la dirección [0, - 1] de la red cristalina; e , f espectros de extinción registrados empleando una luz incidente con polarización circular izquierda y derecha, respectivamente. El eje del espejo de las nanocrescentes se dirige hacia la dirección [2, 1] de la red cristalina

La muestra con respuesta quiral extrínseca se modeló utilizando un solucionador de ecuaciones de Maxwell, que se basa en el método de dominio de tiempo de diferencia finita (FDTD). Se seleccionó la estructura de matriz de metal nanocrescente con constante de red de 800 nm (es decir, la muestra formada con microesferas de PS de 800 nm de diámetro) para realizar la simulación. Mientras que en el experimento la orientación relativa entre el eje del espejo de las nanocrescentes y la red es aleatoria, en la simulación, el eje del espejo de las nanocrescentes se eligió hacia el eje del cristal [0, - 1] y [2, 1], como se muestra en Fig. 2a, d, en aras de la simplicidad. Aquí, el cuarzo constituye el sustrato y el Au es el metal, como en el modelo de Johnson y Christy. Se aplicaron condiciones de contorno periódicas a lo largo de la x - y y -direcciones. El tamaño de la malla FDTD se estableció en 2 nm para proporcionar un cálculo preciso del efecto plasmónico. Dirigiendo luz polarizada circularmente hacia la izquierda y hacia la derecha sobre la muestra y girando simultáneamente la muestra alrededor del eje de simetría de rotación del nanoescente metálico, se puede cambiar el ángulo de incidencia, como se muestra en la Fig. 1e.

Resultados y discusión

Las resonancias de celosía de superficie (SLR) en una matriz bidimensional de nanopartículas se han estudiado ampliamente. Las características de extinción en el espectro son el resultado de los modos de superficie reticular (LSM), que se generan por órdenes de difracción rasante o anomalías de Rayleigh (RA) [28, 41]. En este trabajo, el tamaño de las nanopartículas se aproxima mediante la constante de red. Por esta razón, las características de extinción presentes en el espectro, que resultan de los LSM, aún pueden observarse aunque la asimetría del índice de refracción ambiental se introdujo al agregar el sustrato de cuarzo [42]. Además, se puede observar un desplazamiento hacia el rojo significativo que se originó a partir de la condición de anomalía de Rayleigh, debido al fuerte acoplamiento del LSPR con las partículas metálicas vecinas [43]. Estos fenómenos se presentan en detalle en las siguientes secciones de este trabajo.

Cuando el eje del espejo de las nanocrescentes apunta hacia el eje del cristal reticular [0, - 1] y el ángulo de incidencia de la luz es 0 °, los espectros de extinción generados por las dos luces polarizadas circularmente se superponen. Además, cada espectro exhibe tres picos de extinción, que se encuentran a 697 nm, 1019 nm y 1265 nm, respectivamente (Fig. 2b, c). Debido a la baja intensidad del pico de extinción ubicado a 697 nm y su escasa contribución al efecto CD, no se realizaron más estudios sobre esta característica. El pico de extinción ubicado a 1265 nm es inducido principalmente por los LSM (± 1, 0), (1, 1) y (- 1, - 1), mientras que la característica que aparece a 1019 nm es generada principalmente por los LSM (2 , 1) y (-2, - 1). La introducción de la estructura creciente elimina la degeneración, ya que se caracteriza por un grado de simetría relativamente bajo. Como resultado, el pico de extinción a 1019 nm se divide cuando es iluminado por una luz con un ángulo de incidencia de 0 °. Cuando el ángulo de incidencia θ aumenta y el eje del espejo es paralelo a la dirección [0, - 1] de la red cristalina, la ecuación de resonancia de los LSM se puede escribir de la siguiente manera:

\ ({\ lambda} _ {RA} ^ {\ pm} \ left (\ theta \ right) =\ frac {\ sqrt {3}} {2} \ varLambda n \ left [1 \ pm \ frac {\ sqrt {3}} {2} \ sin \ left (\ theta \ right) \ right] \) para los modos (± 1, 0), (1, 1) y (−1, −1);

\ ({\ lambda} _ {RA} ^ {\ pm} \ left (\ theta \ right) =\ frac {1} {2} \ varLambda n \ left [1 \ pm \ sin \ left (\ theta \ right ) \ right] \) para los modos (2, 1), (−2, −1). donde Λ es la constante de celosía de la celosía triangular equilátera, que mide 800 nm; el símbolo ± (positivo o negativo) depende del primer dígito de los LSM; n es el índice de refracción efectivo del entorno de la red triangular equilátera, que asume valores casi idénticos (1,25) para cada LSM. Al introducir estos valores en las expresiones anteriores, el pico de extinción inducido por los LSM (± 1, 0), (1, 1) y (- 1, - 1) debería aparecer a 866 nm, mientras que la característica inducida por los LSM (2, 1) y (-2, - 1) a 500 nm. Sin embargo, los resultados de la simulación muestran que estos picos se encuentran a 1265 nm y 1019 nm, lo que significa que están en gran parte desplazados al rojo de los calculados. El desplazamiento al rojo se debe al fuerte acoplamiento de los modos LSPR con las nanopartículas metálicas vecinas [43]. La fuerza de acoplamiento de los modos LSPR con las nanocrescentes de metal vecinas es diferente para diferentes configuraciones y modos geométricos y esto induce un desplazamiento hacia el rojo en su respuesta óptica. En este trabajo, los diferentes valores de los corrimientos al rojo dependen del índice de refracción efectivo, n , en la ecuación de resonancia. El índice de refracción efectivo medido cuando el eje del espejo de las nanocrescentes está hacia el eje del cristal [0, - 1] y θ =0 ° es 1,46 para los LSM (± 1, 0), (1, 1) y (- 1, - 1), y 2.04 para los LSM (2, 1) y (- 2, - 1). A medida que aumenta el ángulo de incidencia, se elimina la degeneración y los picos de extinción a 1265 nm y 1019 nm se ensanchan o se dividen. La eliminación de la degeneración es un proceso muy complicado ya que las eficiencias de excitación de los modos LSPR cambian con diferentes tendencias al aumentar θ . Por tanto, este trabajo se centra en el factor principal que da lugar al enorme efecto CD. Como se muestra en la Fig. 2b, c, el pico de extinción ubicado a 1265 nm se desplaza hacia el azul al aumentar el ángulo de incidencia de la luz LCP, pero este fenómeno no se observa en los espectros de extinción donde se usa luz RCP. Estos resultados muestran una diferencia significativa entre los espectros de extinción medidos con luz incidente RCP y LCP y esto puede estar relacionado con el enorme efecto CD medido; mientras que la luz LCP puede excitar los LSM (- 1, 0) y (- 1, - 1), esto no sucede con la luz RCP.

Cuando el eje del espejo de las nanocrescentes se alinea con el eje [2, 1] de la red, se obtienen resultados similares. Como se muestra en la Fig. 2e, f, cuando θ =0 °, los espectros de extinción para los dos tipos de luz incidente polarizada circularmente se superponen. Además, cada espectro también exhibe tres picos de extinción, ubicados a 697 nm, 1019 nm y 1171 nm, respectivamente. El pico de extinción situado a 697 nm no se tuvo en cuenta en el siguiente análisis. Las observaciones sugieren que el pico de extinción ubicado a 1171 nm es inducido principalmente por los LSM (0, ± 1), mientras que el posicionado a 1019 nm puede ser generado por los LSM (-1, 1), (1, - 1) , (1, 2) y (- 1, - 2). Al aumentar el ángulo de incidencia, θ , y cuando el eje del espejo es paralelo a la dirección [2, 1] de la red, la ecuación de resonancia de los LSM se puede escribir de la siguiente manera:

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

\ ({\ lambda} _ {RA} ^ {\ pm} \ left (\ theta \ right) =\ frac {1} {2} \ varLambda n \ left [1 \ pm \ frac {\ sqrt {3}} {2} \ sin \ left (\ theta \ right) \ right] \) para los modos (−1, 1), (1, −1), (1, 2) y (−1, −2).

El signo ± (positivo o negativo) depende del segundo dígito de los LSM. Cuando θ =0 ° , n es 1,35 para los LSM (0, ± 1), mientras que mide 2,04 para los LSM (- 1, 1), (1, - 1), (1, 2) y (- 1, - 2). Cuando aumenta el ángulo de incidencia, los picos de extinción a 1171 nm y 1019 nm se ensanchan o se dividen. De manera similar, cuando el eje del espejo de las nanocrescentes es paralelo al eje del cristal [0, - 1], la diferencia más significativa entre los espectros de extinción registrados usando luz incidente RCP y LCP es una serie de picos de extinción. Están desplazados al azul en comparación con el pico ubicado a 1171 nm. Además, al aumentar el ángulo de incidencia, solo aparecen en los espectros de extinción medidos a través de la luz incidente del LCP, pero eso no se puede observar si se utiliza luz RCP. Esta observación puede explicar el enorme efecto de CD medido ya que solo la luz LCP puede excitar el (0, - 1) LSM. La excitación selectiva de los LSM a través de luz polarizada circularmente a la izquierda y a la derecha puede ser responsable del enorme efecto de CD observado en las estructuras de matriz quiral extrínseca y esta observación es consistente con la Ref. [28].

Se realizó una medición experimental para obtener los espectros de extinción y los espectros de CD de las muestras. Se desarrolló un sistema de medición, que constituye un espectrofotómetro ultravioleta-visible-infrarrojo cercano. La luz pasa a través de un prisma Glan-Taylor y una placa de cuarto de onda de amplio espectro para garantizar que se pueda lograr la polarización circular y que la muestra se irradie bajo un cierto ángulo. Este ángulo se puede controlar con precisión girando la platina de muestra. El coeficiente CD se puede calcular utilizando la siguiente ecuación:

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

donde L _ext y R _ext son las intensidades de extinción de las nanocrescentes de metal medidas con el espectrofotómetro mediante luz LCP y luz RCP, respectivamente. Los resultados se muestran en la Fig. 3d, e, mientras que los espectros de CD se presentan en la Fig. 3f. Para aproximar las simulaciones a las condiciones experimentales, se superpusieron los espectros de extinción de las dos configuraciones (Fig. 3a, b) y se calcularon los coeficientes CD simulados (Fig. 3c). Las simulaciones concuerdan bien con los resultados experimentales, especialmente en el caso de los espectros de CD. Como se muestra en la Fig. 3d, e, cuando θ =0 °, los espectros de extinción medidos por luz incidente LCP y RCP son casi idénticos. Además, están presentes dos picos de extinción prominentes ubicados a 696 nm y 1838 nm. Los resultados sugieren que el pico de extinción a 696 nm es generado por el modo LSPR de alto orden. En cambio, el pico de extinción a 1838 nm puede surgir debido a los LSM (± 1, 0), (1, 1), (- 1, - 1), (0, ± 1) y al modo dipolo LSPR. Tras el aumento de θ , el pico de extinción a 696 nm inicialmente disminuye y luego aumenta nuevamente, aunque su intensidad es diferente en los espectros LCP y RCP. Esta observación es consistente con las conclusiones del trabajo previo de este grupo de investigación. El pico de extinción a 1838 nm presenta solo un ligero cambio y un nuevo pico de extinción ubicado a 1390 nm surge al aumentar θ y cuando se utiliza luz incidente LCP. Esto da como resultado la excitación de los LSM (- 1, 0), (- 1, - 1) y (0, - 1). Cuando la muestra se excita a través de la luz incidente de RCP, el pico de extinción a 1838 nm se desplaza hacia el rojo y su intensidad se vuelve más débil a medida que θ aumenta. Aunque no hay picos de extinción ubicados a 1390 nm, aparece una nueva característica a 1080 nm cuando θ aumenta y esto puede ser generado por los modos LSPR. Como se muestra en la Fig. 3f, ante un aumento en θ , surge un pico de CD importante y corrimientos al rojo. Cuando θ =30 °, el valor máximo del coeficiente CD (0,51) se puede medir a 1270 nm. La excitación selectiva de los LSM (-1, 0), (-1, -1) y (0, -1) a través de la luz polarizada circularmente activa el mecanismo responsable del enorme efecto CD. Debido a las fallas en el proceso de producción, los picos de extinción y CD obtenidos en el experimento son ligeramente más amplios en comparación con los simulados.

Espectros de extinción y CD simulados y medidos. un - c Espectros de extinción aditiva simulados para diferentes ángulos de incidencia de la luz polarizada circularmente: a LCP, b RCP y los espectros de CD. d - f Espectros de extinción medidos para diferentes ángulos de incidencia de la luz polarizada circularmente: d LCP, e RCP y los espectros de CD

Además, este trabajo muestra que la quiralidad extrínseca de la matriz de nanoestructuras metálicas en forma de media luna se puede ajustar ajustando el diámetro de la microesfera de PS. La Figura 4 muestra los espectros de CD de varias matrices de nanoesferas de metal con diferentes constantes de celosía (es decir, el diámetro de las nanoesferas de PS) en el rango de 500 a 1000 nm con θ =30 °. Tras el aumento de la constante de red, el pico de los espectros de CD se desplaza hacia el rojo de 1019 a 1799 nm, y el coeficiente de CD permanece relativamente grande (> 0,25). Dado que las microesferas de PS con diámetros entre 50 nm y 10 μm están disponibles comercialmente, la quiralidad extrínseca de la estructura se puede modular para su aplicación en una amplia gama de longitudes de onda que van desde el visible al infrarrojo.

Espectros de CD de matrices nanocrescentes de metal con un diámetro en el rango de 500 a 1000 nm; el ángulo de incidencia de la fuente de luz es de 30 °

Conclusiones

En resumen, hemos demostrado que las estructuras de matriz de metal nanocrescente de gran área muestran un efecto quiral extrínseco considerable, así como una alta modularidad y un método de fabricación simple. Se fabricaron con éxito muestras con diferentes parámetros de celosía y se estudió teórica y experimentalmente el efecto CD. El mayor coeficiente de CD (> 0,5) se midió a 1270 nm utilizando un ángulo de incidencia de 30 ° en una matriz de media luna de metal con un período de 800 nm. Además, el espectro de CD de tales estructuras se puede sintonizar ampliamente, mientras se mantiene un pico de intensidad grande, cambiando el diámetro de las microesferas de PS. Las ubicaciones de los picos de CD varían de 1019 a 1799 nm, ante un cambio en la constante de red en el rango de 500 a 1000 nm. Las simulaciones concuerdan bien con los resultados experimentales y el efecto quiral extrínseco grande y sintonizable de las muestras puede atribuirse a la excitación selectiva de los LSM inducida por LCP y RCP. La estructura demostrada podría ser útil en imágenes de polarización y teledetección.

Disponibilidad de datos y materiales

Todos los datos generados o analizados durante este estudio se incluyen en este artículo publicado.

Abreviaturas

LCP:: polarizado circular a la izquierda
RCP:: polarizado circular a la derecha
CD:: dicroísmo circular
LSPR:: resonancias localizadas de plasmones superficiales
LSMS:: modos de superficie de celosía
SLRS:: resonancias de celosía de superficie
SEM:: microscopio electrónico de barrido

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