Array Nanocrescent Logam Kiral Ekstrinsik Luas Besar Menghasilkan Dikroisme Sirkular Raksasa dan Dapat Disesuaikan

Abstrak

Dikroisme sirkular (CD) adalah fenomena menarik yang berasal dari interaksi cahaya dengan molekul kiral atau struktur nanostruktur lainnya yang tidak memiliki simetri cermin dalam ruang tiga dimensi (3D) atau dua dimensi (2D). Meskipun efek optik kiral yang dapat diamati sangat lemah dalam sebagian besar bahan alami, mereka dapat dirancang dan ditingkatkan secara signifikan dalam struktur kiral sintesis, di mana simetri spasial komponennya terpecah pada skala nano. Oleh karena itu, pembuatan komposit yang mampu menghasilkan CD yang raksasa, murah, dan menghemat waktu sangat diinginkan untuk teknologi optik canggih. Di sini, CD raksasa dari struktur array nanocrescent logam luas besar diteliti secara teoretis dan eksperimental. Nilai terbesar spektrum CD yang diukur lebih besar dari 0,5, dan spektrum CD dapat diatur secara efektif dan luas sambil mempertahankan intensitas puncak yang besar, yang dapat dipertimba kepada penangguhan selektif dari modus permukaan jaring (LSMs) oleh cahaya polarisasi sirkular. Analisis struktur kiral ekstrinsik menunjukkan potensi aplikasi dalam penginderaan molekul kiral dan gambar pengpolaran.

Pendahuluan

Sebuah objek dikatakan kiral jika strukturnya berbeda dari gambar cermin enantiornya [1]. Kiralitas adalah properti yang lazim dimiliki oleh berbagai macam senyawa, seperti zat biologis dan kimia, atau metamorbuatan buatan [2]. Properti struktural ini digunakan secara luas dalam banyak bidang, seperti fisika, biologi, kimia, dan medis [3,4,5,6]. Nanostruktur logam mulia kiral telah banyak dipelajari dalam beberapa dekade terakhir, karena properti optiknya yang dapat disesuaikan, yang mencakup rotasi optik, transmisi asimetris cahaya polarisasi sirkular, dan dikroisme sirkular (CD) yang luar biasa [7,8,9,10,11,12,13,14]. Properti luar biasa ini dipertimba kepada respons optik yang kuat dari struktur ini dan dihasilkan oleh resonansi plasmon permukaan lokal (LSPRs). Fenomena ini sensitif terhadap bentuk, ukuran, dan lingkungan nanostruktur logam [15,16,17]. Untuk alasan ini, nanostruktur logam kiral dapat digunakan dalam banyak aplikasi, seperti refraksi negatif [18,19,20], dalam manipulasi polarisasi sumber cahaya [21,22,23], dan dalam penginderaan molekul kiral [24, 25].

Kiralitas optik juga dapat dihasilkan dalam metamorbuatan tidak kiral dengan memecah simetri cermin dari susunan eksperimental melalui iluminasi miring. Fenomena ini dikenal sebagai “kiralitas ekstrinsik” karena kurangnya simetri rotasi dua lipat dari senyawa. Kiralitas ekstrinsik diperkenalkan dan dibuktikan oleh Bunn pada tahun 1945. Zheludev dan rekan-rekannya menemukan respons kiral ekstrinsik yang diinduksi oleh kiralitas ekstrinsik dalam cincin pecahan logam. Selain itu, mereka mempelajari mekanisme interaksi antara dipol listrik dan dipol magnetik dari struktur ini [26, 27]. Baru-baru ini, Leon et al. [28] mendemonstrasikan dikroisme sirkular besar dalam metasurf yang terdiri dari array cincin pecahan logam secara eksperimental dan teoretis. Ketika dibandingkan dengan nanostruktur logam kiral, nanostruktur logam kiral ekstrinsik dengan luas permukaan besar lebih mudah dibuat [29,30,31,32,33,34]. Selain itu, mereka menunjukkan properti optik kiral yang lebih kuat, seperti CD, yang mengindikasikan bahwa senyawa menyajikan transmisi yang berbeda ketika berinteraksi dengan gelombang insiden cahaya polarisasi sirkular kiri (LCP) atau kanan (RCP) [35, 36]. Dalam pekerjaan sebelumnya dari kelompok penelitian yang sama, struktur nanocrescent logam yang didistribusikan secara acak luas besar telah dibuat dan terbukti memiliki kiralitas optik yang besar [37]. Namun, karena kepadatan rendah dari nanocrescent yang didistribusikan secara acak, koefisien CD yang diperoleh dalam eksperimen lebih rendah dari yang diharapkan. Selain itu, keseragaman struktur nanocrescent logam yang didistribusikan secara acak memiliki beberapa ketidaksempurnaan yang mencegah penggunaan senyawa ini dalam aplikasi. Karena struktur array memberikan kepadatan sel yang besar dan keseragaman yang baik. Pengembangan metode pembuatan yang sederhana, dikenal, dan berbiaya rendah untuk menghasilkan struktur array logam kiral ekstrinsik luas besar dan seragam merupakan tantangan baru untuk mendorong penggunaan kiralitas logam dalam aplikasi.

Dalam pekerjaan ini, array periodik struktur nanocrescent logam dengan konstanta jaringan dalam rentang 500–1000 nm dibuat menggunakan array mikrosfer polystyrene (PS) sebagai cetakan. Nilai maksimum CD (0,51) diukur pada 1270 nm untuk konstanta jaringan 800 nm. Simulasi struktur yang diusulkan dilakukan dan ditemukan sangat setara dengan pengukuran eksperimental. Menurut simulasi, mekanisme utama di balik efek CD yang kuat ini adalah penangguhan selektif LSMs melalui cahaya polarisasi sirkular. Selain itu, dapat disesuaikannya efek CD diverifikasi secara eksperimental dengan mengubah konstanta jaringan struktur. Karena mikrosfer PS secara komersial tersedia, kiralitas ekstrinsik dari array periodik struktur nanocrescent logam dapat dimodulasi dalam rentang spektral yang luas, yang melintasi dari daerah terlihat hingga daerah inframerah. Sampel yang diusulkan memiliki keuntungan dikroisme yang tinggi, pembuatan yang mudah, dan kompatibilitas teknik pembuatan standar, yang dapat mengarah pada aplikasi gambar dan penginderaan cahaya polarisasi sirkular.

Metode

Array jaring segitiga sama sisi luas besar dari struktur nanocrescent logam dengan konstanta jaringan yang berbeda dibuat menggunakan mikrosfer PS dengan ukuran berbeda sebagai cetakan. Diameter mikrosfer PS yang digunakan dalam pekerjaan ini adalah 500, 650, 800, 850, dan 1000 nm. Proses pembuatan ditampilkan dalam Gambar 1a. Awalnya, array heksagonal rapat terpadu satu lapisan dari bola PS terbentuk pada permukaan kuarsa yang telah dirawat melalui proses penyusunan diri [38]. Monolater koloid rapat kemudian dietch dengan pembentukan plasma argon selama 6 menit (PDC-32G-2) untuk mendapatkan cetakan non-rapat [39, 40]. Sampel dipertahankan pada tekanan 0,2 mbar dan daya input cahaya disetel ke 100 mW. Selanjutnya, lapisan tipis emas 50 nm ditambal dengan pelapisan sinar ion dengan sudut kemiringan 45°. Film emas dietch secara vertikal oleh sinar ion. Akhirnya, cetakan mikrosfer dihilangkan menggunakan aseton, dan array jaring segitiga sama sisi luas besar dari struktur nanocrescent logam terbentuk. Pertimbangan geometri dasar, diameter crescent dapat disesuaikan dengan memilih diameter mikrosfer PS yang berbeda. Selain itu, ketebalan film dapat diakses secara langsung dengan mengontrol jumlah emas yang ditambal pada sampel, dan lebar maks crescent w dari logam diberikan oleh

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

Mengganti Φ = 45°, yang digunakan selama studi yang dibahas di sini, dalam persamaan di atas menghasilkan

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

Perlu dicatat bahwa dalam kenyataan, simpulan dari geometri ideal yang disarankan dalam Gambar 1a terjadi. w, yang terlihat dalam gambar elektron pemindai, Gambar 2b–d, sedikit lebih kecil dari kasus ideal. Sebagai ketidakpastian sistematis tambahan, etching dan aglomerasi koloid harus dipertimbangkan. Panah merah dalam Gambar 1a menentukan arah positif dari sumbu cermin nanocrescent yang menuju arah pembukaan nanocrescent. Seperti yang ditunjukkan dalam Gambar 1b–d, arah sumbu cermin nanocrescent konsisten, dan ini dapat ditentukan melalui proses penambalan condong dan dikontrol secara buatan. Nanocrescent logam tersusun secara teratur dalam area yang cukup luas. Namun, orientasi jaringan sulit dikontrol di luar area pengukuran optik, yang mengukur beberapa milimeter persegi, karena kekurangan pembuatan. Oleh karena iteori, orientasi relatif antara arah nanocrescent logam dan jaring segitiga sama sisi adalah acak.

Sampel dengan respons kiral ekstrinsik dimodelkan menggunakan penyelesa persamaan Maxwell, yang didasarkan pada metode Finite-Difference Time-Domain (FDTD). Struktur array nanocrescent logam dengan konstanta jaringan 800 nm (yaitu, sampel yang terbentuk dengan mikrosfer PS dengan diameter 800 nm) dipilih untuk dilakukan simulasi. Sementara dalam eksperimen orientasi relatif antara sumbu cermin nanocrescent dan jaring adalah acak, dalam simulasi, sumbu cermin nanocrescent dipilih menuju [0, − 1] dan [2, 1] sumbu kristal, seperti yang ditunjukkan dalam Gambar 2a, d, untuk kesederhanaan. Di sini, kuarsa menyusun substrat dan Au adalah logam, seperti dalam model Johnson dan Christy. Kondisi batas periodik diterapkan sepanjang arah x- dan y-directions. Ukuran jaring FDTD disetel ke 2 nm untuk memberikan perhitungan yang akurat dari efek plasmonik. Dengan mengarahkan cahaya polarisasi sirkular kiri dan kanan ke sampel dan secara bersamaan memutar sampel di sekitar sumbu simetri rotasi nanocrescent logam, sudut insiden dapat diubah, seperti yang ditunjukkan dalam Gambar 1e.

Hasil dan Pembahasan

Resonansi permukaan-lattice (SLRs) dalam array dua dimensi dari nanopartikel telah banyak dipelajari. Fitur penggeseran dalam spektrum berasal dari modus permukaan jaring (LSMs), yang dihasilkan oleh urunan difraksi grazing atau anomali Rayleigh (RAs) [28, 41]. Dalam pekerjaan ini, ukuran nanopartikel diaproksimasi oleh konstanta jaringan. Untuk alasan ini, fitur penggeseran yang ada dalam spektrum, yang berasal dari LSMs, masih dapat diamati meskipun asimetri indeks refraksi lingkungan diperkenalkan dengan menambahkan substrat kuarsa [42]. Selain itu, pergeseran merah yang signifikan yang berasal dari kondisi anomali Rayleigh, karena kopling kuat LSPR dengan partikel logam tetangga, dapat diamati [43]. Fenomena ini disajikan secara rinci dalam bagian-bagian berikutnya dari pekerjaan ini.

Ketika sumbu cermin nanocrescent menunjuk terhadap [0, − 1] sumbu kristal jaring dan sudut insiden cahaya adalah 0°, spektrum penggeseran yang dihasilkan oleh dua cahaya polarisasi sirkular tumpang tindih. Selain itu, setiap spektrum menunjukkan tiga puncak penggeseron, yang terletak pada 697 nm, 1019 nm, dan 1265 nm, masing-masing (Gambar 2b, c). Karena intensitas rendah dari puncak penggeseron yang terletak pada 697 nm dan kontribusinya yang sedikit terhadap efek CD, tidak ada studi lebih lanjut yang dilakukan pada fitur ini. Puncak penggeseron yang terletak pada 1265 nm terutama diinduksi oleh LSMs (± 1, 0), (1, 1), dan (− 1, − 1), sedangkan fitur yang muncul pada 1019 nm sebagian besar dihasilkan oleh LSMs (2, 1) dan (− 2, − 1). Pengenalan struktur crescent menghilangkan degenerasi karena ditandai oleh tingkat simetri yang relatif rendah. Sebagai akibatnya, puncak penggeseron pada 1019 nm terpenggal ketika diiluminasi oleh cahaya dengan sudut insiden 0°. Ketika sudut insiden θ meningkat dan sumbu cermin sejajar dengan arah [0, − 1] dari jaring kristal, persamaan resonansi LSMs dapat dituliskan sebagai berikut:

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

\( {\lambda}_{RA}^{\pm}\left(\theta \right)=\frac{1}{2}\varLambda n\left[1\pm \sin \left(\theta \right)\right] \) untuk mode (2, 1), (−2, −1). di mana Λ adalah konstanta jaringan jaring segitiga sama sisi, yang mengukur 800 nm; simbol ± (positif atau negatif) tergantung pada digit pertama dari LSMs; n adalah indeks refraksi efektif dari lingkungan jaring segitiga sama sisi, yang mengasumsikan nilai yang hampir identik (1,25) untuk setiap LSM. Dengan memperkenalkan nilai-nilai ini dalam ekspresi di atas, puncak penggeseron yang diinduksi oleh LSMs (± 1, 0), (1, 1), dan (− 1, − 1) harus muncul pada 866 nm, sedangkan fitur yang diinduksi oleh LSMs (2, 1) dan (− 2, − 1) pada 500 nm. Namun, hasil simulasi menunjukkan bahwa puncak-puncak ini terletak pada 1265 nm dan 1019 nm, yang berarti bahwa mereka sangat digeser merah dari yang dihitung. Pergeseran merah disebabkan oleh kopling kuat mode LSPR dengan nanopartikel logam tetangga [43]. Tingkat kopling mode LSPR dengan nanocrescent logam tetangga berbeda untuk konfigurasi geometris dan mode yang berbeda dan ini menginduksi pergeseran merah dalam respons optik mereka. Dalam pekerjaan ini, nilai-nilai pergeseran merah yang berbeda tergantung pada indeks refraksi efektif, n, dalam persamaan resonansi. Indeks refraksi efektif yang diukur ketika sumbu cermin nanocrescent menuju [0, − 1] sumbu kristal dan θ = 0° adalah 1,46 untuk LSMs (± 1, 0), (1, 1), dan (− 1, − 1), dan 2,04 untuk LSMs (2, 1) dan (− 2, − 1). Seiring peningkatan sudut insiden, degenerasi terhapus dan puncak penggeseron pada 1265 nm dan 1019 nm menjadi lebih lebar atau terpenggal. Penghapusan degenerasi adalah proses yang sangat rumit karena efisiensi penangguhan mode LSPR berubah dengan tren yang berbeda seiring peningkatan θ. Oleh karena itu, pekerjaan ini berfokus pada faktor utama yang mengakibatkan efek CD yang raksasa. Seperti yang ditunjukkan dalam Gambar 2b, c, puncak penggeseron yang terletak pada 1265 nm digeser biru seiring peningkatan sudut insiden cahaya LCP, tetapi fenomena ini tidak diamati dalam spektrum penggeseron di mana cahaya RCP digunakan. Hasil ini menunjukkan perbedaan yang signifikan antara spektrum penggeseron yang diukur dengan cahaya insiden RCP dan LCP dan ini mungkin terkait dengan efek CD yang raksasa yang diukur; sementara cahaya LCP dapat menangguhkan LSMs (− 1, 0) dan (− 1, − 1), ini tidak terjadi dengan cahaya RCP.

Ketika sumbu cermin nanocrescent sejajar dengan [2, 1] sumbu jaring, hasil yang serupa diperoleh. Seperti yang ditunjukkan dalam Gambar 2e, f, ketika θ = 0°, spektrum penggeseron untuk dua jenis cahaya polarisasi sirkular insiden tumpang tindih. Selain itu, setiap spektrum juga menunjukkan tiga puncak penggeseron, yang terletak pada 697 nm, 1019 nm, dan 1171 nm, masing-masing. Puncak penggeseron yang terletak pada 697 nm tidak dipertimbangkan dalam analisis selanjutnya. Observasi menunjukkan bahwa puncak penggeseron yang terletak pada 1171 nm terutama diinduksi oleh LSMs (0, ± 1), sedangkan yang terletak pada 1019 nm mungkin dihasilkan oleh LSMs (− 1, 1), (1, − 1), (1, 2), dan (− 1, − 2). Seiring peningkatan sudut insiden, θ, dan ketika sumbu cermin sejajar dengan arah [2, 1] dari jaring, persamaan resonansi LSMs dapat dituliskan sebagai berikut:

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

\( {\lambda}_{RA}^{\pm}\left(\theta \right)=\frac{1}{2}\varLambda n\left[1\pm \frac{\sqrt{3}}{2}\sin \left(\theta \right)\right] \) untuk mode (−1, 1), (1, −1), (1, 2), dan (−1, −2).

Tanda ± (positif atau negatif) tergantung pada digit kedua dari LSMs. Ketika θ = 0°, n adalah 1,35 untuk LSMs (0, ± 1), sedangkan mengukur 2,04 untuk LSMs (− 1, 1), (1, − 1), (1, 2), dan (− 1, − 2). Ketika sudut insiden meningkat, puncak penggeseron pada 1171 nm dan 1019 nm menjadi lebih lebar atau terpenggal. Secara serupa, ketika sumbu cermin nanocrescent sejajar dengan [0, − 1] sumbu kristal, perbedaan yang paling signifikan antara spektrum penggeseron yang direkam menggunakan cahaya insiden RCP dan LCP adalah serangkaian puncak penggeseron. Mereka digeser biru dibandingkan dengan puncak yang terletak pada 1171 nm. Selain itu, seiring peningkatan sudut insiden, mereka hanya muncul dalam spektrum penggeseron yang diukur melalui cahaya insiden LCP, tetapi tidak dapat diamati jika cahaya RCP digunakan. Observasi ini dapat menjelaskan efek CD yang raksasa yang diukur karena hanya cahaya LCP yang dapat menangguhkan LSM (0, − 1). Penangguhan selektif LSMs melalui cahaya polarisasi sirkular kiri dan kanan kemudian mungkin bertanggung jawab atas efek CD yang raksasa yang diamati dalam struktur array kiral ekstrinsik dan observasi ini konsisten dengan Ref. [28].

Pengukuran eksperimental dilakukan untuk memperoleh spektrum penggeseron dan spektrum CD dari sampel. Sistem pengukuran, yang terdiri dari spektrofotometer ultraviolet–visible–near-infrared, dikembangkan. Cahaya dipicu melalui prisma Glan–Taylor dan piring gelombang kuarter spektro lebar untuk memastikan bahwa polarisasi sirkular dapat tercapai dan sampel diairadi pada sudut tertentu. Sudut ini dapat dikontrol dengan tepat dengan memutar panggung sampel. Koefisien CD dapat dihitung menggunakan persamaan berikut:

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

di mana L_ext dan R_ext adalah intensitas penggeseron nanocrescent logam yang diukur dengan spektrofotometer melalui cahaya LCP dan RCP, masing-masing. Hasilnya ditampilkan dalam Gambar 3d, e, sedangkan spektrum CD disajikan dalam Gambar 3f. Untuk mendekatkan simulasi ke kondisi eksperimental, spektrum penggeseron dari dua konfigurasi ditumpangkan (Gambar 3a, b) dan koefisien CD yang disimulasikan dihitung (Gambar 3c). Simulasi sesuai dengan baik dengan hasil eksperimental, terutama dalam kasus spektrum CD. Seperti yang ditunjukkan dalam Gambar 3d, e, ketika θ = 0°, spektrum penggeseron yang diukur oleh cahaya insiden LCP dan RCP hampir identik. Selain itu, dua puncak penggeseron yang menonjol yang terletak pada 696 nm dan 1838 nm ada. Hasilnya menunjukkan bahwa puncak penggeseron pada 696 nm dihasilkan oleh mode LSPR tinggi urutan. Puncak penggeseron pada 1838 nm mungkin timbul akibat LSMs (± 1, 0), (1, 1), (− 1,− 1), (0, ± 1) dan mode dipol LSPR. Seiring peningkatan θ, puncak penggeseron pada 696 nm awalnya menurun dan kemudian meningkat lagi, meskipun intensitasnya berbeda dalam spektrum LCP dan RCP. Observasi ini konsisten dengan kesimpulan dari pekerjaan sebelumnya dari kelompok penelitian ini. Puncak penggeseron pada 1838 nm hanya menunjukkan perubahan ringan dan puncak penggeseron baru yang terletak pada 1390 nm muncul seiring peningkatan θ dan ketika cahaya insiden LCP digunakan. Ini mengakibatkan penangguhan LSMs (− 1, 0), (− 1, − 1), dan (0, − 1). Ketika sampel diangsikan melalui cahaya insiden RCP, puncak penggeseron pada 1838 nm digeser merah dan intensitasnya menjadi lebih lemah seiring peningkatan θ. Meskipun tidak ada puncak penggeseron yang terletak pada 1390 nm, fitur baru muncul pada 1080 nm ketika θ ditingkatkan dan ini mungkin dihasilkan oleh mode LSPR. Seperti yang ditunjukkan dalam Gambar 3f, seiring peningkatan θ, puncak CD besar muncul dan digeser merah. Ketika θ = 30°, nilai maksimum koefisien CD (0,51) dapat diukur pada 1270 nm. Penangguhan selektif LSMs (− 1, 0), (− 1, − 1), dan (0, − 1) melalui cahaya polarisasi sirkular memicu mekanisme yang bertanggung jawab atas efek CD yang raksasa. Karena kekurangan dalam proses produksi, puncak penggeseron dan CD yang diperoleh dalam eksperimen sedikit lebih lebar dibandingkan dengan yang disimulasikan.

Selain itu, pekerjaan ini menunjukkan bahwa kiralitas ekstrinsik dari array struktur nanocrescent logam dapat diatur dengan menyesuaikan diameter mikrosfer PS. Gambar 4 menunjukkan spektrum CD dari beberapa array nanocrescent logam dengan konstanta jaringan yang berbeda (yaitu, diameter mikrosfer PS) dalam rentang 500–1000 nm dengan θ = 30°. Seiring peningkatan konstanta jaringan, puncak spektrum CD digeser merah dari 1019 hingga 1799 nm, dan koefisien CD tetap relatif besar (> 0,25). Karena mikrosfer PS dengan diameter antara 50 nm dan 10 μm tersedia secara komersial, kiralitas ekstrinsik dari struktur dapat dimodulasi untuk aplikasinya dalam rentang panjang gelombang yang luas yang melintasi dari daerah terlihat hingga inframerah.

Kesimpulan

Singkatnya, kami telah mendemonstrasikan bahwa struktur array nanocrescent logam luas besar menunjukkan efek kiral ekstrinsik yang cukup besar, serta modularitas yang tinggi dan metode pembuatan yang sederhana. Sampel dengan parameter jaring yang berbeda berhasil dibuat dan efek CD diteliti secara teoretis dan eksperimental. Koefisien CD terbesar (> 0,5) diukur pada 1270 nm menggunakan sudut insiden 30° dalam array crescent logam dengan periode 800 nm. Selain itu, spektrum CD dari struktur seperti ini dapat disesuaikan secara luas, sambil mempertahankan intensitas puncak yang besar, dengan mengubah diameter mikrosfer PS. Lokasi puncak CD bervariasi dari 1019 hingga 1799 nm, seiring perubahan konstanta jaringan dalam rentang 500–1000 nm. Simulasi sesuai dengan baik dengan hasil eksperimental dan efek kiral ekstrinsik yang besar dan dapat disesuaikan dari sampel dapat dipertimba kepada penangguhan selektif LSMs yang diinduksi oleh LCP dan RCP. Struktur yang dijamin berguna dapat berguna dalam penginderaan jarak jauh dan gambar pengpolaran.

Ketersediaan Data dan Bahan

Semua data yang dihasilkan atau dianalisis selama studi ini disertakan dalam artikel yang diterbitkan ini.

Singkatan

LCP:

cahaya polarisasi sirkular kiri

RCP:

cahaya polarisasi sirkular kanan

CD:

dikroisme sirkular

LSPRs:

resonansi plasmon permukaan lokal

LSMS:

modus permukaan jaring

SLRS:

resonansi permukaan-lattice

SEM:

mikroskop elektron pemindai