Großflächige extrinsisch chirale Metall-Nanohalbmond-Arrays liefern riesigen, einstellbaren Circular Dichroism

Zusammenfassung

Circular Dichroism (CD) ist ein faszinierendes Phänomen, das aus der Wechselwirkung von Licht mit chiralen Molekülen oder anderen Nanostrukturen resultiert, die in drei- (3D) oder zweidimensionalem (2D) Raum keine Spiegelsymmetrien aufweisen. Während die beobachtbaren Effekte optischer Chiralität in den meisten natürlichen Materialien sehr schwach sind, können sie in synthetischen chiralen Strukturen entworfen und signifikant verstärkt werden, wo die räumliche Symmetrie ihrer Komponenten auf Nanoskala gebrochen wird. Daher ist die Herstellung von Verbundstoffen, die kostengünstig, zeitsparend und riesige CD ermöglichen, für fortschrittliche optische Technologien wünschenswert. Hier wurde der riesige CD von großflächigen Metall-Nanohalbmond-Array-Strukturen theoretisch und experimentell untersucht. Der größte gemessene Wert des CD-Spektrums lag über 0,5, und das CD-Spektrum konnte effektiv und umfangreich abgestimmt werden, während eine große Spitzenintensität beibehalten wurde. Dies lässt sich auf die selektive Anregung von Gitterflächenmoden (LSMs) durch zirkular polarisiertes Licht zurückführen. Die Analyse der extrinsisch chiralen Struktur zeigt potenzielle Anwendungen in der chiralen Molekülsensorik und polarisierenden Bildgebung.

Einleitung

Ein Objekt ist chiral, wenn seine Struktur von seinem Spiegelbild-Enantiomer abweicht [1]. Chiralität ist eine allgegenwärtige Eigenschaft einer großen Vielfalt von Verbindungen, wie biologischen und chemischen Substanzen oder künstlichen Metamaterialien [2]. Diese strukturelle Eigenschaft wird in vielen Bereichen wie Physik, Biologie, Chemie und Medizin breit eingesetzt [3–6]. Chirale Edelmetall-Nanostrukturen wurden in den letzten Jahrzehnten intensiv untersucht, aufgrund ihrer einstellbaren optischen Eigenschaften, die optische Rotation, asymmetrische Transmission von zirkular polarisiertem Licht und außergewöhnlichen Circular Dichroism (CD) umfassen [7–14]. Diese außergewöhnlichen Eigenschaften werden der starken optischen Antwort dieser Strukturen zugeschrieben, die durch lokalisierte Oberflächenplasmonenresonanzen (LSPRs) erzeugt wird. Dieses Phänomen ist empfindlich gegenüber Form, Größe und Umgebung der Metall-Nanostrukturen [15–17]. Aus diesen Gründen können chirale Metall-Nanostrukturen in vielen Anwendungen eingesetzt werden, wie negativer Brechung [18–20], Manipulation der Polarisation einer Lichtquelle [21–23] und chiraler Molekülsensorik [24, 25].

Optische Chiralität kann auch in achiralen Metamaterialien erzeugt werden, indem die Spiegelsymmetrie des experimentellen Aufbaus durch schräge Beleuchtung gebrochen wird. Dieses Phänomen wird als „extrinsische Chiralität“ bezeichnet, da dem Verbund die zweifache Rotationssymmetrie fehlt. Extrinsische Chiralität wurde 1945 von Bunn eingeführt und bewiesen. Zheludev und Mitarbeiter entdeckten die extrinsisch chirale Antwort, induziert durch extrinsische Chiralität in einem Metall-Split-Ring. Zudem untersuchten sie den Wechselwirkungsmechanismus zwischen elektrischem und magnetischem Dipol dieser Strukturen [26, 27]. Kürzlich demonstrierten Leon et al. [28] experimentell und theoretisch großen Circular Dichroism in einer Metasurface aus Metall-Split-Ring-Arrays. Im Vergleich zu chiralen Metall-Nanostrukturen sind extrinsisch chirale Metall-Nanostrukturen mit großer Oberfläche einfacher herzustellen [29–34]. Darüber hinaus zeigen sie sogar stärkere chirale optische Eigenschaften wie CD, was bedeutet, dass der Verbund unterschiedliche Transmissionen aufweist, wenn er mit links- (LCP) oder rechtszirkular polarisiertem (RCP) Licht wechselwirkt [35, 36]. In einer früheren Arbeit derselben Forschungsgruppe wurde eine großflächige, zufällig verteilte metallische Halbmond-Nanostruktur hergestellt und deren große optische Chiralität nachgewiesen [37]. Aufgrund der geringen Dichte der zufällig verteilten Nanohalbmonde war der im Experiment erhaltene CD-Koeffizient jedoch niedriger als erwartet. Zudem wiesen die zufällig verteilten Strukturen mehrere Unregelmäßigkeiten in der Uniformität auf, die ihre Anwendung verhinderten. Da Array-Strukturen eine hohe Zelldichte und gute Uniformität bieten, stellt die Entwicklung einfacher, bekannter und kostengünstiger Fertigungsmethoden für großflächige, uniforme, extrinsisch chirale Metall-Array-Strukturen eine neue Herausforderung dar, um die Nutzung von Metallchiralität in Anwendungen zu fördern.

In dieser Arbeit wurden periodische Arrays von metallischen Halbmond-Nanostrukturen mit Gitterkonstanten im Bereich 500–1000 nm unter Verwendung von Polystyrol (PS)-Mikrosphären-Arrays als Template hergestellt. Der maximale CD-Wert (0,51) wurde bei 1270 nm für eine Gitterkonstante von 800 nm gemessen. Simulationen der vorgeschlagenen Struktur wurden durchgeführt und zeigten eine ausgezeichnete Übereinstimmung mit den experimentellen Messungen. Laut Simulationen ist der Hauptmechanismus für diesen intensiven CD-Effekt die selektive Anregung der LSMs durch zirkular polarisiertes Licht. Zudem wurde die Einstellbarkeit des CD-Effekts experimentell durch Variation der Gitterkonstante verifiziert. Da PS-Mikrosphären kommerziell erhältlich ist, kann die extrinsische Chiralität des periodischen Arrays metallischer Halbmond-Nanostrukturen über einen breiten Spektralbereich vom sichtbaren bis zum Infrarotbereich moduliert werden. Das vorgeschlagene Probenmaterial bietet Vorteile wie hohen Dichroismus, einfache Fertigung und Kompatibilität mit Standardfertigungstechniken, was zu Anwendungen in der Bildgebung und Sensorik von zirkular polarisiertem Licht führen könnte.

Methoden

Großflächige, gleichseitig dreieckige Gitter-Arrays von metallischen Halbmond-Nanostrukturen mit unterschiedlichen Gitterkonstanten wurden unter Verwendung von PS-Nanosphären verschiedener Größen als Templates gefertigt. Die Durchmesser der verwendeten PS-Nanosphären betrugen 500, 650, 800, 850 und 1000 nm. Der Fertigungsprozess ist in Abb. 1a skizziert. Zunächst wurde ein einlagiges hexagonal dichtgepacktes Array von PS-Sphären auf einer vorbehandelten Quarzoberfläche durch Selbstassemblierung gebildet [38]. Das dichtgepackte kolloidale Monolayer wurde dann durch Argon-Plasma-Ätzen für 6 Minuten (PDC-32G-2) zu einem nicht-dichtgepackten Template geätzt [39, 40]. Das Probenmaterial wurde bei einem Druck von 0,2 mbar gehalten und die Eingangsleistung des Lichts auf 100 mW eingestellt. Anschließend wurde eine 50 nm dünne Goldschicht durch Ionenstrahl-Sputtern mit einem Neigungswinkel von 45° abgeschieden. Der Goldfilm wurde vertikal durch den Ionenstrahl geätzt. Schließlich wurde das Nanosphären-Template mit Aceton entfernt, und die großflächigen, gleichseitig dreieckigen Gitter-Arrays von metallischen Halbmond-Nanostrukturen waren gebildet. Nach grundlegenden geometrischen Überlegungen kann der Halbmonddurchmesser durch Wahl eines anderen PS-Nanosphärendurchmessers angepasst werden. Die Schichtdicke ist direkt durch Kontrolle der abgeschiedenen Goldmenge zugänglich, und die maximale Halbmondbreite w des Metalls beträgt:

w = d_coll/2 [1 − (1 − sin φ)/cos φ]

Einsetzen von φ = 45°, das in den hier diskutierten Studien durchgängig verwendet wird, in die obige Gleichung ergibt:

w = 0,59 · d_coll/2

Es sei angemerkt, dass in der Realität Abweichungen von der idealisierten Geometrie gemäß Abb. 1a auftreten. Das in den Rasterelektronenmikroskopie-Bildern (Abb. 2b–d) gesehene w ist etwas kleiner als der ideale Fall. Als zusätzliche systematische Unsicherheiten sollten Ätzen und Aggregation von Kolloiden berücksichtigt werden. Der rote Pfeil in Abb. 1a definiert die positive Richtung der Spiegelachse der Nanohalbmonde, die in Richtung der Öffnung der Nanohalbmonde zeigt. Wie in Abb. 1b–d gezeigt, ist die Richtung der Spiegelachse der Nanohalbmonde konsistent und konnte durch den Schrägabscheidungsprozess bestimmt und künstlich kontrolliert werden. Die Metall-Nanohalbmonde ordnen sich regelmäßig innerhalb eines relativ großen Bereichs an. Die Orientierung des Gitters ist jedoch außerhalb des optischen Messbereichs, der einige Quadratmillimeter misst, aufgrund von Fertigungsfehlern schwer zu kontrollieren. Daher ist die relative Orientierung zwischen der Richtung der Metall-Nanohalbmonde und dem gleichseitig dreieckigen Gitter zufällig.

Das Probenmaterial mit extrinsisch chiraler Antwort wurde mit einem Maxwell-Gleichungs-Löser modelliert, der auf der Finite-Difference Time-Domain (FDTD)-Methode basiert. Die Metall-Nanohalbmond-Array-Struktur mit einer Gitterkonstante von 800 nm (d.h. das mit PS-Mikrosphären von 800 nm Durchmesser gebildete Probenmaterial) wurde für die Simulation ausgewählt. Während im Experiment die relative Orientierung zwischen der Spiegelachse der Nanohalbmonde und dem Gitter zufällig ist, wurde in der Simulation die Spiegelachse der Nanohalbmonde der Einfachheit halber in Richtung der [0, −1] und [2, 1] Kristallachse gewählt, wie in Abb. 2a, d gezeigt. Hier bildet Quarz das Substrat und Au das Metall, gemäß dem Johnson-und-Christy-Modell. Periodische Randbedingungen wurden entlang der x- und y-Richtung angewendet. Die FDTD-Maschenweite wurde auf 2 nm eingestellt, um eine genaue Berechnung des plasmonischen Effekts zu gewährleisten. Durch Bestrahlung mit links- und rechtszirkular polarisiertem Licht und gleichzeitiges Drehen des Probenmaterials um die Rotationssymmetrieachse des Metall-Nanohalbmondes kann der Einfallswinkel geändert werden, wie in Abb. 1e dargestellt.

Ergebnisse und Diskussion

Oberflächen-Gitter-Resonanzen (SLRs) in zweidimensionalen Nanopartikel-Arrays wurden umfangreich untersucht. Die Extinktionsmerkmale im Spektrum resultieren aus Gitterflächenmoden (LSMs), die durch Beugungsordnungen im Grenzwinkel oder Rayleigh-Anomalien (RAs) erzeugt werden [28, 41]. In dieser Arbeit wird die Nanopartikelgröße durch die Gitterkonstante approximiert. Daher können die im Spektrum vorhandenen Extinktionsmerkmale, die aus LSMs resultieren, trotz der durch den Quarzsubstrat eingeführten Umgebungsbrechungsindex-Asymmetrie noch beobachtet werden [42]. Zudem kann ein signifikanter Rotverschiebung beobachtet werden, der aus der Rayleigh-Anomalie-Bedingung resultiert, aufgrund der starken Kopplung der LSPR mit benachbarten Metallpartikeln [43]. Diese Phänomene werden in den folgenden Abschnitten detailliert dargestellt.

Wenn die Spiegelachse der Nanohalbmonde in Richtung der [0, −1] Gitterkristallachse zeigt und der Einfallswinkel des Lichts 0° beträgt, überlagern sich die von den beiden zirkular polarisierten Lichtarten erzeugten Extinktionsspektren. Jedes Spektrum weist drei Extinktionspeaks auf, die bei 697 nm, 1019 nm und 1265 nm liegen (Abb. 2b, c). Aufgrund der geringen Intensität des Peaks bei 697 nm und seines geringen Beitrags zum CD-Effekt wurde dieser nicht weiter untersucht. Der Extinktionspeak bei 1265 nm wird hauptsächlich durch die LSMs (±1, 0), (1, 1) und (−1, −1) induziert, während das Merkmal bei 1019 nm mostly durch die LSMs (2, 1) und (−2, −1) erzeugt wird. Die Einführung der Halbmondstruktur hebt die Entartung auf, da sie durch einen relativ niedrigen Symmetriegrad gekennzeichnet ist. Dadurch spaltet sich der Extinktionspeak bei 1019 nm bei 0° Einfallswinkel auf. Wenn der Einfallswinkel θ zunimmt und die Spiegelachse parallel zur [0, −1] Richtung des Kristallgitters ist, kann die Resonanzgleichung der LSMs wie folgt geschrieben werden:

λ_RA^±(θ) = √3/2 Λ n [1 ± √3/2 sin(θ)] für die (±1, 0), (1, 1), (−1, −1) Moden;

λ_RA^±(θ) = 1/2 Λ n [1 ± sin(θ)] für die (2, 1), (−2, −1) Moden.

Dabei ist Λ die Gitterkonstante des gleichseitig dreieckigen Gitters (800 nm); das Symbol ± hängt von der ersten Ziffer der LSMs ab; n ist der effektive Brechungsindex der Umgebung des gleichseitig dreieckigen Gitters, der für fast jede LSM nahezu identische Werte (1,25) annimmt. Einsetzen dieser Werte in die obigen Ausdrücke ergibt, dass der durch LSMs (±1, 0), (1, 1), (−1, −1) induzierte Extinktionspeak bei 866 nm erscheinen sollte, während der durch LSMs (2, 1), (−2, −1) induzierte bei 500 nm liegen sollte. Die Simulationsergebnisse zeigen jedoch, dass diese Peaks bei 1265 nm und 1019 nm liegen, also stark rotverschoben gegenüber den berechneten Werten. Die Rotverschiebung wird durch die starke Kopplung der LSPR-Moden mit benachbarten Metall-Nanopartikeln verursacht [43]. Die Kopplungsstärke der LSPR-Moden mit benachbarten Metall-Nanohalbmonden unterscheidet sich für verschiedene geometrische Konfigurationen und Moden und induziert eine Rotverschiebung in ihrer optischen Antwort. In dieser Arbeit hängen die unterschiedlichen Werte der Rotverschiebungen vom effektiven Brechungsindex n in der Resonanzgleichung ab. Der gemessene effektive Brechungsindex, wenn die Spiegelachse der Nanohalbmonde in Richtung der [0, −1] Kristallachse zeigt und θ = 0°, beträgt 1,46 für die LSMs (±1, 0), (1, 1), (−1, −1) und 2,04 für die LSMs (2, 1), (−2, −1). Mit zunehmendem Einfallswinkel wird die Entartung aufgehoben und die Extinktionspeaks bei 1265 nm und 1019 nm werden breiter oder spalten sich auf. Die Aufhebung der Entartung ist ein sehr komplexer Prozess, da die Anregungseffizienzen der LSPR-Moden mit unterschiedlichen Trends bei Erhöhung von θ variieren. Daher konzentriert sich diese Arbeit auf den Hauptfaktor, der den riesigen CD-Effekt hervorruft. Wie in Abb. 2b, c gezeigt, wird der Extinktionspeak bei 1265 nm bei Erhöhung des LCP-Licht-Einfallswinkels blauverschoben, aber dieses Phänomen wird in den Extinktionsspektren, bei denen RCP-Licht verwendet wird, nicht beobachtet. Diese Ergebnisse zeigen einen signifikanten Unterschied zwischen den mit RCP- und LCP-Einfallslicht gemessenen Extinktionsspektren, was mit dem riesigen gemessenen CD-Effekt zusammenhängen mag; während LCP-Licht die (−1, 0) und (−1, −1) LSMs anregen kann, geschieht dies mit RCP-Licht nicht.

Wenn die Spiegelachse der Nanohalbmonde mit der [2, 1] Achse des Gitters ausgerichtet ist, werden ähnliche Ergebnisse erhalten. Wie in Abb. 2e, f gezeigt, überlagern sich die Extinktionsspektren für die beiden Arten zirkular polarisierten Einfallslichts bei θ = 0°. Jedes Spektrum weist ebenfalls drei Extinktionspeaks auf, die bei 697 nm, 1019 nm und 1171 nm liegen. Der Peak bei 697 nm wurde in der folgenden Analyse nicht berücksichtigt. Die Beobachtungen deuten darauf hin, dass der Extinktionspeak bei 1171 nm hauptsächlich durch die LSMs (0, ±1) induziert wird, während der bei 1019 nm positionierte durch die LSMs (−1, 1), (1, −1), (1, 2) und (−1, −2) erzeugt werden kann. Bei Erhöhung des Einfallswinkels θ und Ausrichtung der Spiegelachse parallel zur [2, 1] Richtung des Gitters lautet die Resonanzgleichung der LSMs:

λ_RA^±(θ) = √3/2 Λ n [1 ± sin(θ)] für die (0, ±1) Moden;

λ_RA^±(θ) = 1/2 Λ n [1 ± √3/2 sin(θ)] für die (−1, 1), (1, −1), (1, 2), (−1, −2) Moden.

Das Vorzeichen ± hängt von der zweiten Ziffer der LSMs ab. Bei θ = 0° beträgt n 1,35 für die LSMs (0, ±1), während es 2,04 für die LSMs (−1, 1), (1, −1), (1, 2), (−1, −2) misst. Mit zunehmendem Einfallswinkel werden die Extinktionspeaks bei 1171 nm und 1019 nm breiter oder spalten sich auf. Ähnlich wie bei der Ausrichtung der Spiegelachse parallel zur [0, −1] Kristallachse ist der signifikanteste Unterschied zwischen den mit RCP- und LCP-Einfallslicht aufgezeichneten Extinktionsspektren eine Reihe von Extinktionspeaks. Sie sind im Vergleich zum Peak bei 1171 nm blauverschoben. Zudem erscheinen sie bei Erhöhung des Einfallswinkels nur in den mit LCP-Einfallslicht gemessenen Extinktionsspektren, nicht jedoch bei RCP-Licht. Diese Beobachtung könnte den gemessenen riesigen CD-Effekt erklären, da nur LCP-Licht die (0, −1) LSM anregen kann. Die selektive Anregung der LSMs durch links- und rechtszirkular polarisiertes Licht könnte dann für den riesigen CD-Effekt verantwortlich sein, der in extrinsisch chiralen Array-Strukturen beobachtet wird, und diese Beobachtung ist konsistent mit Ref. [28].

Eine experimentelle Messung wurde durchgeführt, um die Extinktionsspektren und CD-Spektren der Proben zu erhalten. Ein Messsystem, bestehend aus einem UV-Vis-NIR-Spektrophotometer, wurde entwickelt. Das Licht wird durch ein Glan-Taylor-Prisma und ein breitbandiges Viertelwellenplättchen geleitet, um zirkulare Polarisation zu gewährleisten und das Probenmaterial unter einem bestimmten Winkel zu bestrahlen. Dieser Winkel kann durch Drehen der Probenbühne präzise kontrolliert werden. Der CD-Koeffizient kann mit folgender Gleichung berechnet werden:

CD = (L_ext − R_ext) / (L_ext + R_ext)

wobei L_ext und R_ext die Extinktionsintensitäten der Metall-Nanohalbmonde sind, die mit dem Spektrophotometer via LCP- bzw. RCP-Licht gemessen werden. Die Ergebnisse sind in Abb. 3d, e dargestellt, die CD-Spektren in Abb. 3f. Um die Simulationen den experimentellen Bedingungen anzunähern, wurden die Extinktionsspektren der beiden Konfigurationen überlagert (Abb. 3a, b) und die simulierten CD-Koeffizienten berechnet (Abb. 3c). Die Simulationen stimmen gut mit den experimentellen Ergebnissen überein, insbesondere im Fall der CD-Spektren. Wie in Abb. 3d, e gezeigt, sind die mit LCP- und RCP-Einfallslicht gemessenen Extinktionsspektren bei θ = 0° fast identisch. Zwei prominente Extinktionspeaks liegen bei 696 nm und 1838 nm. Die Ergebnisse deuten darauf hin, dass der Peak bei 696 nm durch den hochgradigen LSPR-Modus erzeugt wird. Der Peak bei 1838 nm könnte stattdessen durch die LSMs (±1, 0), (1, 1), (−1, −1), (0, ±1) und den LSPR-Dipolmodus entstehen. Bei Erhöhung von θ nimmt der Peak bei 696 nm zunächst ab und steigt dann wieder an, obwohl seine Intensität in den LCP- und RCP-Spektren unterschiedlich ist. Diese Beobachtung stimmt mit den Schlussfolgerungen der früheren Arbeit dieser Forschungsgruppe überein. Der Peak bei 1838 nm zeigt nur eine geringe Veränderung, und ein neuer Extinktionspeak bei 1390 nm entsteht bei Erhöhung von θ und Verwendung von LCP-Einfallslicht. Dies resultiert in der Anregung der (−1, 0), (−1, −1) und (0, −1) LSMs. Bei Anregung mit RCP-Einfallslicht rotverschiebt sich der Peak bei 1838 nm und seine Intensität wird schwächer, während θ zunimmt. Obwohl keine Extinktionspeaks bei 1390 nm vorhanden sind, erscheint ein neues Merkmal bei 1080 nm bei Erhöhung von θ, das durch LSPR-Moden erzeugt werden könnte. Wie in Abb. 3f dargestellt, entsteht bei Erhöhung von θ ein großer CD-Peak und rotverschiebt sich. Bei θ = 30° kann der maximale CD-Koeffizient (0,51) bei 1270 nm gemessen werden. Die selektive Anregung der (−1, 0), (−1, −1) und (0, −1) LSMs durch zirkular polarisiertes Licht löst den Mechanismus aus, der für den riesigen CD-Effekt verantwortlich ist. Aufgrund von Fertigungsfehlern sind die im Experiment erhaltenen Extinktions- und CD-Peaks im Vergleich zu den simulierten etwas breiter.

Zusätzlich zeigt diese Arbeit, dass die extrinsische Chiralität des Arrays metallischer Halbmond-Nanostrukturen durch Anpassung des Durchmessers der PS-Mikrosphären eingestellt werden kann. Abb. 4 zeigt die CD-Spektren mehrerer Metall-Nanohalbmond-Arrays mit unterschiedlichen Gitterkonstanten (d.h. Durchmesser der PS-Nanosphären) im Bereich 500–1000 nm bei θ = 30°. Mit zunehmender Gitterkonstante rotverschiebt sich der Peak der CD-Spektren von 1019 auf 1799 nm, und der CD-Koeffizient bleibt relativ groß (> 0,25). Da PS-Mikrosphären mit Durchmessern zwischen 50 nm und 10 μm kommerziell erhältlich sind, kann die extrinsische Chiralität der Struktur für ihre Anwendung über einen breiten Wellenlängenbereich vom sichtbaren bis zum Infrarot moduliert werden.

Schlussfolgerungen

Zusammenfassend haben wir demonstriert, dass großflächige Metall-Nanohalbmond-Array-Strukturen einen beträchtlichen extrinsisch chiralen Effekt sowie eine hohe Modularität und eine einfache Fertigungsmethode aufweisen. Proben mit unterschiedlichen Gitterparametern wurden erfolgreich hergestellt und der CD-Effekt theoretisch und experimentell untersucht. Der größte CD-Koeffizient (> 0,5) wurde bei 1270 nm mit einem Einfallswinkel von 30° in einem Metall-Halbmond-Array mit 800 nm Periode gemessen. Darüber hinaus kann das CD-Spektrum solcher Strukturen umfangreich abgestimmt werden, während eine große Spitzenintensität beibehalten wird, indem der Durchmesser der PS-Mikrosphären geändert wird. Die Positionen der CD-Peaks variieren von 1019 bis 1799 nm bei einer Änderung der Gitterkonstanten im Bereich 500–1000 nm. Die Simulationen stimmen gut mit den experimentellen Ergebnissen überein, und der große und einstellbare extrinsisch chirale Effekt der Proben kann auf die selektive Anregung der LSMs durch LCP und RCP zurückgeführt werden. Die demonstrierte Struktur könnte in Fernerkundung und Polarisationsbildgebung nützlich sein.

Verfügbarkeit von Daten und Materialien

Alle während dieser Studie generierten oder analysierten Daten sind in diesem veröffentlichten Artikel enthalten.

Abkürzungen

LCP:

links zirkular polarisiert

RCP:

rechts zirkular polarisiert

CD:

Circular Dichroism (Zirkulardichroismus)

LSPRs:

lokalisierte Oberflächenplasmonenresonanzen

LSMs:

Gitterflächenmoden (lattice surface modes)

SLRs:

Oberflächen-Gitter-Resonanzen (surface-lattice resonances)

SEM:

Rasterelektronenmikroskop