Dicroísmo Circular Ajustável Gigante de Matrizes Nanocrescentes de Metal Quiral Extrínseco de Grande Área

Resumo

O dicroísmo circular (CD) é um fenômeno interessante originado da interação da luz com moléculas quirais ou outras nanoestruturas sem simetrias de espelho no espaço tridimensional (3D) ou bidimensional (2D). Embora os efeitos observáveis da quiralidade óptica sejam muito fracos na maioria dos materiais naturais, eles podem ser projetados e significativamente aprimorados em estruturas quirais sintéticas, onde a simetria espacial de seus componentes é quebrada em nanoescala. Portanto, a fabricação de compósitos capazes de CDs gigantes, econômicos e que economizem tempo é desejável para as tecnologias óticas avançadas. Aqui, o CD gigante de estruturas de matriz nanocrescentes de metal de grande área foi investigado teórica e experimentalmente. O maior valor do espectro de CD medido foi maior do que 0,5, e o espectro de CD foi sintonizado de forma eficaz e extensiva, mantendo uma grande intensidade de pico, que pode ser atribuída à excitação seletiva dos modos de superfície de rede (LSMs) por luz circularmente polarizada. A análise da estrutura quiral extrínseca mostra aplicações potenciais em detecção de moléculas quirais e imagens de polarização.

Introdução

Um objeto é quiral se sua estrutura difere de seu enantiômero espelhado [1]. A quiralidade é uma propriedade ubíqua possuída por uma grande variedade de compostos, como substâncias biológicas e químicas, ou metamateriais artificiais [2]. Esta propriedade estrutural é amplamente utilizada em muitos campos, como física, biologia, química e medicina [3,4,5,6]. As nanoestruturas quirais de metais nobres têm sido extensivamente estudadas nas últimas décadas, devido às suas propriedades ópticas sintonizáveis, que incluem rotação óptica, transmissão assimétrica de luz polarizada circularmente e dicroísmo circular extraordinário (CD) [7,8,9,10,11 , 12,13,14]. Essas propriedades excepcionais são atribuídas à forte resposta óptica dessas estruturas e são geradas por ressonâncias plasmônicas de superfície localizadas (LSPRs). Este fenômeno é sensível à forma, tamanho e arredores das nanoestruturas metálicas [15,16,17]. Por essas razões, nanoestruturas metálicas quirais podem ser utilizadas em muitas aplicações, como refração negativa [18,19,20], na manipulação da polarização de uma fonte de luz [21,22,23] e em detecção de moléculas quirais [ 24, 25].

A quiralidade óptica também pode ser gerada em metamateriais aquirais quebrando a simetria de espelho do arranjo experimental por meio de iluminação oblíqua. Este fenômeno é conhecido como “quiralidade extrínseca” devido à falta da simetria de rotação dupla do composto. A quiralidade extrínseca foi inicialmente introduzida e comprovada por Bunn em 1945. Zheludev e colaboradores descobriram a resposta quiral extrínseca induzida pela quiralidade extrínseca em um anel de metal dividido. Além disso, eles estudaram o mecanismo de interação entre o dipolo elétrico e o dipolo magnético dessas estruturas [26, 27]. Recentemente, Leon et al. [28] demonstraram o grande dicroísmo circular em uma metassuperfície composta de matrizes de anéis de divisão de metal experimental e teoricamente. Quando comparadas às nanoestruturas de metal quirais, as nanoestruturas de metal quirais extrínsecas com uma grande superfície são mais fáceis de serem fabricadas [29,30,31,32,33,34]. Além disso, apresentam propriedades ópticas quirais ainda mais fortes, como o CD, o que implica que o composto apresenta transmissões diferentes quando interage com ondas incidentes polarizadas circularmente à esquerda (LCP) ou polarizadas circularmente à direita (RCP) [35, 36]. Em um trabalho anterior deste mesmo grupo de pesquisa, uma nanoestrutura metálica em forma de crescente distribuída aleatoriamente foi fabricada e provou possuir uma grande quiralidade óptica [37]. Porém, devido à baixa densidade dos nanocrescentes distribuídos aleatoriamente, o coeficiente de CD obtido no experimento foi inferior ao esperado. Além disso, a uniformidade das nanoestruturas em crescente metálico distribuídas aleatoriamente apresentava diversas imperfeições que impossibilitavam o uso desse composto nas aplicações. Uma vez que a estrutura do array fornece uma grande densidade celular e uma boa uniformidade. O desenvolvimento de métodos de fabricação simples, bem conhecidos e de baixo custo para produzir estruturas de matriz de metal quirais extrínsecas, uniformes e de grande área constitui um novo desafio para promover o uso da quiralidade de metal em aplicações.

Neste trabalho, a matriz periódica de nanoestruturas crescentes metálicas com constantes de rede na faixa de 500-1000 nm foi fabricada usando a matriz de microesferas de poliestireno (PS) como modelo. O valor máximo do CD (0,51) foi medido a 1270 nm para uma constante de rede de 800 nm. Simulações da estrutura proposta foram implementadas e mostraram-se em excelente acordo com as medidas experimentais. De acordo com as simulações, o principal mecanismo na base desse intenso efeito CD é a excitação seletiva dos LSMs por meio da luz circularmente polarizada. Além disso, a sintonia do efeito CD foi verificada experimentalmente alterando a constante de rede da estrutura. Uma vez que as microesferas de PS estão disponíveis comercialmente, a quiralidade extrínseca da matriz periódica de nanoestruturas crescentes metálicas pode ser modulada em uma ampla faixa espectral, que se estende da região do visível ao infravermelho. A amostra proposta tem vantagens de alto dicroísmo, fácil fabricação e compatibilidade com a técnica de fabricação padrão, o que pode levar a aplicações de imagem e detecção de luz polarizada circularmente.

Métodos

As matrizes de rede triangular equilateral de grande área de nanoestruturas crescentes metálicas com diferentes constantes de rede foram fabricadas usando nanoesferas PS de diferentes tamanhos como modelos. Os diâmetros das nanoesferas PS usadas neste trabalho são 500, 650, 800, 850 e 1000 nm. O processo de fabricação é mostrado na Fig. 1a. Inicialmente, uma matriz hexagonal compactada de esferas de PS foi formada em uma superfície de quartzo pré-tratada por meio do processo de automontagem [38]. A monocamada coloidal compactada foi então atacada pela formação de um plasma de argônio por 6 min (PDC-32G-2) para obter um molde não compactado [39, 40]. A amostra foi mantida a uma pressão de 0,2 mbar e a potência de entrada da luz foi ajustada para 100 mW. Sucessivamente, uma fina camada de ouro de 50 nm foi depositada por revestimento por pulverização catódica de feixe de íons com um ângulo de inclinação de 45 °. O filme de ouro foi gravado verticalmente pelo feixe de íons. Finalmente, o modelo de nanosfera foi removido usando acetona, e as matrizes de rede triangular equilateral de grande área de nanoestruturas crescentes metálicas foram formadas. Seguindo as considerações geométricas básicas, o diâmetro crescente pode ser ajustado escolhendo um diâmetro diferente das nanoesferas PS. Além disso, a espessura do filme é diretamente acessível ao controlar a quantidade de ouro depositada na amostra e a largura máxima do crescente w do metal é dado como
$$ w =\ frac {d_ {coll}} {2} \ left [1- \ frac {\ left (1- \ sin \ phi \ right)} {\ cos \ phi} \ right]. $$

a Esboço do processo de preparação do crescente e a geometria da partícula indicando o diâmetro d _coll de mascarar o colóide e a largura máxima do crescente w do metal. A seta vermelha indica direção positiva do eixo do espelho de nanocrescentes; b - d Imagens SEM da estrutura com constantes de rede: b 500 nm, c 800 nm, d 1000 nm. O comprimento da seta verde representa a largura máxima da estrutura em forma de crescente w . A linha pontilhada representa o diâmetro da estrutura crescente após o encaixe com um círculo (nanoesferas PS gravadas); e A rede recíproca é gerada pelos vetores de base (1, 0) e (0, 1). O vetor recíproco (1, 1) e (2, 1) são mostrados. As linhas contínuas e tracejadas no diagrama da rede recíproca representam os limites da primeira e da segunda zonas de Brillouin, respectivamente. f Desenho esquemático do experimento

Substituindo Φ =45 °, usado ao longo dos estudos discutidos aqui, nos rendimentos da equação acima
$$ w =0,59 \ cdot \ frac {d_ {colo}} {2}. $$
Deve-se notar que, na realidade, ocorrem desvios da geometria idealizada sugerida na Fig. 1a. O w , visto nas imagens de varredura de elétrons, Fig. 2b – d, é ligeiramente menor do que o caso ideal. Como incertezas sistemáticas adicionais, a corrosão e a agregação de coloides devem ser levadas em consideração. A seta vermelha na Fig. 1a define a direção positiva do eixo do espelho dos nanocrescentes, que é em direção à direção de abertura dos nanocrescentes. Conforme mostrado na Fig. 1b-d, a direção do eixo do espelho dos nanocrescentes é consistente, e isso pode ser determinado por meio do processo de depósito de inclinação e foi controlado artificialmente. Os nanocrescentes de metal se organizam regularmente em uma área relativamente grande. No entanto, a orientação da rede é difícil de controlar fora da área de medição óptica, que mede alguns milímetros quadrados, devido a falhas de fabricação. Portanto, a orientação relativa entre a direção dos nanocrescentes de metal e a rede triangular equilateral é aleatória.

a , d Esquema da rede onde o eixo do espelho dos nanocrescentes é orientado para o eixo do cristal [0, - 1] e [2, 1], respectivamente (os blocos representam a célula do cristal); b , c espectros de extinção registrados pelo emprego de uma luz incidente com polarização circular esquerda e direita, respectivamente. O eixo do espelho dos nanocrescentes é direcionado para a direção [0, - 1] da rede cristalina; e , f espectros de extinção registrados pelo emprego de uma luz incidente com polarização circular esquerda e direita, respectivamente. O eixo do espelho dos nanocrescentes é direcionado para a direção [2, 1] da rede cristalina

A amostra com resposta quiral extrínseca foi modelada usando um solucionador de equações de Maxwell, que é baseado no método de domínio de tempo de diferença finita (FDTD). A estrutura de matriz nanocrescente de metal com constante de rede de 800 nm (ou seja, a amostra formada com microesferas PS de 800 nm de diâmetro) foi selecionada para realizar a simulação. Enquanto no experimento a orientação relativa entre o eixo do espelho dos nanocrescentes e a rede é aleatória, na simulação, o eixo do espelho dos nanocrescentes foi escolhido em direção ao eixo do cristal [0, - 1] e [2, 1], conforme mostrado em Fig. 2a, d, por uma questão de simplicidade. Aqui, o quartzo constitui o substrato e o Au é o metal, como no modelo de Johnson e Christy. Condições de contorno periódicas foram aplicadas ao longo do x - e y -instruções. O tamanho da malha FDTD foi definido para 2 nm para fornecer um cálculo preciso do efeito plasmônico. Direcionando luz polarizada circularmente para a esquerda e para a direita circularmente sobre a amostra e girando simultaneamente a amostra em torno do eixo de simetria rotacional do metal nanocrescente, o ângulo de incidência pode ser alterado, como mostrado na Fig. 1e.

Resultados e discussão

As ressonâncias de rede de superfície (SLRs) em uma matriz bidimensional de nanopartículas têm sido amplamente estudadas. As características de extinção no espectro resultam dos modos de superfície da rede (LSMs), que são gerados por ordens de difração rasantes ou anomalias de Rayleigh (RAs) [28, 41]. Neste trabalho, o tamanho das nanopartículas é aproximado pela constante de rede. Por esta razão, as características de extinção presentes no espectro, que resultam dos LSMs, ainda podem ser observadas embora a assimetria do índice de refração ambiental tenha sido introduzida pela adição do substrato de quartzo [42]. Além disso, um desvio para o vermelho significativo que se originou da condição de anomalia de Rayleigh, devido ao forte acoplamento do LSPR com as partículas de metal vizinhas, pode ser observado [43]. Esses fenômenos são apresentados em detalhes nas seções seguintes deste trabalho.

Quando o eixo do espelho dos nanocrescentes aponta para o eixo do cristal da rede [0, -1] e o ângulo de incidência da luz é 0 °, os espectros de extinção gerados pela luz polarizada circularmente se sobrepõem. Além disso, cada espectro exibe três picos de extinção, que estão localizados a 697 nm, 1019 nm e 1265 nm, respectivamente (Fig. 2b, c). Devido à baixa intensidade do pico de extinção localizado em 697 nm e sua pouca contribuição para o efeito CD, nenhum estudo adicional sobre esta característica foi realizado. O pico de extinção localizado em 1265 nm é induzido principalmente pelos LSMs (± 1, 0), (1, 1) e (- 1, - 1), enquanto o recurso que aparece em 1019 nm é gerado principalmente pelos LSMs (2 , 1) e (- 2, - 1). A introdução da estrutura em crescente remove a degenerescência, uma vez que é caracterizada por um grau de simetria relativamente baixo. Como resultado, o pico de extinção em 1019 nm se divide quando é iluminado por uma luz com um ângulo de incidência de 0 °. Quando o ângulo de incidência θ aumenta e o eixo do espelho é paralelo à direção [0, -1] da rede cristalina, a equação de ressonância dos LSMs pode ser escrita da seguinte forma:

\ ({\ 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 os modos (± 1, 0), (1, 1) e (−1, −1);

\ ({\ lambda} _ {RA} ^ {\ pm} \ left (\ theta \ right) =\ frac {1} {2} \ varLambda n \ left [1 \ pm \ sin \ left (\ theta \ right ) \ right] \) para os modos (2, 1), (−2, −1). onde Λ é a constante de rede da rede triangular equilateral, que mede 800 nm; o símbolo ± (positivo ou negativo) depende do primeiro dígito dos LSMs; n é o índice de refração efetivo do entorno da rede triangular equilateral, que assume valores quase idênticos (1,25) para cada LSM. Ao introduzir esses valores nas expressões acima, o pico de extinção induzido pelos LSMs (± 1, 0), (1, 1) e (- 1, - 1) deve aparecer em 866 nm, enquanto a característica induzida pelos LSMs (2, 1) e (- 2, - 1) a 500 nm. No entanto, os resultados da simulação mostram que esses picos estão localizados em 1265 nm e 1019 nm, o que significa que eles estão amplamente desviados para o vermelho em relação aos calculados. O desvio para o vermelho é causado pelo forte acoplamento dos modos LSPR com as nanopartículas de metal vizinhas [43]. A força de acoplamento dos modos LSPR com os nanocrescentes de metal vizinhos é diferente para diferentes configurações e modos geométricos e isso induz um desvio para o vermelho em sua resposta óptica. Neste trabalho, os diferentes valores dos desvios para o vermelho são dependentes do índice de refração efetivo, n , na equação de ressonância. O índice de refração efetivo medido quando o eixo do espelho de nanocrescentes está em direção ao eixo do cristal [0, -1] e θ =0 ° é 1,46 para os LSMs (± 1, 0), (1, 1) e (- 1, - 1), e 2,04 para os LSMs (2, 1) e (- 2, -1). À medida que o ângulo de incidência aumenta, a degenerescência é removida e os picos de extinção em 1265 nm e 1019 nm tornam-se mais amplos ou divididos. A remoção da degenerescência é um processo muito complicado, uma vez que as eficiências de excitação dos modos LSPR mudam com diferentes tendências com o aumento de θ . Portanto, este trabalho enfoca o principal fator que dá origem ao enorme efeito CD. Como mostrado na Fig. 2b, c, o pico de extinção localizado a 1265 nm é desviado para o azul com o aumento do ângulo de incidência da luz LCP, mas este fenômeno não é observado nos espectros de extinção onde a luz RCP é usada. Esses resultados mostram uma diferença significativa entre os espectros de extinção medidos com luz incidente RCP e LCP e isso pode estar relacionado ao enorme efeito CD medido; enquanto a luz LCP pode excitar os LSMs (- 1, 0) e (- 1, - 1), isso não acontece com a luz RCP.

Quando o eixo do espelho dos nanocrescentes está alinhado com o eixo [2, 1] da rede, resultados semelhantes são obtidos. Conforme mostrado na Fig. 2e, f, quando θ =0 °, os espectros de extinção para os dois tipos de luz incidente polarizada circularmente se sobrepõem. Além disso, cada espectro também exibe três picos de extinção, localizados a 697 nm, 1019 nm e 1171 nm, respectivamente. O pico de extinção localizado a 697 nm não foi levado em consideração na análise seguinte. As observações sugerem que o pico de extinção localizado em 1171 nm é induzido principalmente pelos LSMs (0, ± 1), enquanto aquele posicionado em 1019 nm pode ser gerado pelos LSMs (- 1, 1), (1, - 1) , (1, 2) e (- 1, - 2). Com o aumento do ângulo de incidência, θ , e quando o eixo do espelho é paralelo à direção [2, 1] da rede, a equação de ressonância dos LSMs pode ser escrita da seguinte forma:

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

O sinal ± (positivo ou negativo) depende do segundo dígito dos LSMs. Quando θ =0 ° , n é 1,35 para os LSMs (0, ± 1), enquanto mede 2,04 para os LSMs (- 1, 1), (1, - 1), (1, 2) e (- 1, - 2). Quando o ângulo de incidência aumenta, os picos de extinção em 1171 nm e 1019 nm tornam-se mais amplos ou divididos. Da mesma forma, quando o eixo do espelho de nanocrescentes é paralelo ao eixo do cristal [0, -1], a diferença mais significativa entre os espectros de extinção registrados usando luz incidente RCP e LCP é uma série de picos de extinção. Eles são deslocados para o azul em comparação com o pico localizado a 1171 nm. Além disso, com o aumento do ângulo incidente, eles aparecem apenas nos espectros de extinção medidos através da luz incidente do LCP, mas isso não pode ser observado se a luz RCP for usada. Esta observação pode explicar o enorme efeito de CD medido, uma vez que apenas a luz do LCP pode excitar o (0, - 1) LSM. A excitação seletiva dos LSMs via luz polarizada circularmente à esquerda e à direita pode, então, ser responsável pelo enorme efeito CD observado em estruturas de matriz quirais extrínsecas e esta observação é consistente com a Ref. [28].

Uma medição experimental foi realizada para obter os espectros de extinção e os espectros de CD das amostras. Um sistema de medição, que constitui um espectrofotômetro ultravioleta-visível-infravermelho próximo, foi desenvolvido. A luz é conduzida através de um prisma Glan-Taylor e uma placa de quarto de onda de amplo espectro para garantir que a polarização circular possa ser alcançada e que a amostra seja irradiada sob um determinado ângulo. Este ângulo pode ser controlado com precisão girando o estágio de amostra. O coeficiente CD pode ser calculado usando a seguinte equação:
$$ CD =\ frac {L_ {ext} - {R} _ {ext}} {L_ {ext} + {R} _ {ext}}, $$
onde L _ext e R _ext são as intensidades de extinção dos nanocrescentes metálicos medidas com o espectrofotômetro via luz LCP e luz RCP, respectivamente. Os resultados são mostrados na Fig. 3d, e, enquanto os espectros de CD são apresentados na Fig. 3f. Para aproximar as simulações às condições experimentais, os espectros de extinção das duas configurações foram sobrepostos (Fig. 3a, b) e os coeficientes de CD simulados foram calculados (Fig. 3c). As simulações estão de acordo com os resultados experimentais, especialmente no caso dos espectros de CD. Conforme mostrado na Fig. 3d, e, quando θ =0 °, os espectros de extinção medidos pela luz incidente LCP e RCP são quase idênticos. Além disso, dois picos de extinção proeminentes localizados a 696 nm e 1838 nm estão presentes. Os resultados sugerem que o pico de extinção em 696 nm é gerado pelo modo LSPR de alta ordem. O pico de extinção em 1838 nm pode, em vez disso, surgir devido aos LSMs (± 1, 0), (1, 1), (- 1, - 1), (0, ± 1) e o modo dipolo LSPR. Após o aumento de θ , o pico de extinção em 696 nm inicialmente diminui e depois aumenta novamente, embora sua intensidade seja diferente nos espectros LCP e RCP. Essa observação é consistente com as conclusões do trabalho anterior deste grupo de pesquisa. O pico de extinção em 1838 nm apresenta apenas uma ligeira mudança e um novo pico de extinção localizado em 1390 nm surge com o aumento de θ e quando a luz incidente do LCP é usada. Isso resulta na excitação dos LSMs (- 1, 0), (- 1, - 1) e (0, - 1). Quando a amostra é excitada via luz incidente RCP, o pico de extinção em 1838 nm desvios para o vermelho e sua intensidade torna-se mais fraca como θ aumenta. Embora não haja picos de extinção localizados em 1390 nm, um novo recurso aparece em 1080 nm quando θ é aumentado e pode ser gerado pelos modos LSPR. Conforme mostrado na Fig. 3f, após um aumento em θ , um grande pico de CD surge e muda para o vermelho. Quando θ =30 °, o valor máximo do coeficiente CD (0,51) pode ser medido a 1270 nm. A excitação seletiva dos LSMs (- 1, 0), (- 1, - 1) e (0, - 1) via luz polarizada circularmente aciona o mecanismo responsável pelo enorme efeito CD. Devido às falhas no processo de produção, os picos de extinção e CD obtidos no experimento são ligeiramente mais amplos quando comparados aos simulados.

Extinção simulada e medida e espectros de CD. a - c Espectros de extinção aditiva simulada para diferentes ângulos de incidência da luz polarizada circularmente: a LCP, b RCP e os espectros de CD. d - f Espectros de extinção medidos para diferentes ângulos de incidência da luz circularmente polarizada: d LCP, e RCP e os espectros de CD

Além disso, este trabalho mostra que a quiralidade extrínseca da matriz de nanoestruturas crescentes metálicas pode ser ajustada ajustando o diâmetro da microesfera PS. A Figura 4 mostra os espectros de CD de várias matrizes nanocrescentes de metal com diferentes constantes de rede (isto é, diâmetro das nanoesferas PS) na faixa de 500-1000 nm com θ =30 °. Com o aumento da constante de rede, o pico do espectro de CD muda para o vermelho de 1019 para 1799 nm, e o coeficiente de CD permanece relativamente grande (> 0,25). Uma vez que microesferas PS com diâmetros entre 50 nm e 10 μm estão disponíveis comercialmente, a quiralidade extrínseca da estrutura pode ser modulada para sua aplicação em uma ampla faixa de comprimentos de onda que variam do visível ao infravermelho.

Espectros de CD de matrizes nanocrescentes de metal com diâmetro na faixa de 500–1000 nm; o ângulo de incidência da fonte de luz é 30 °

Conclusões

Em resumo, demonstramos que as estruturas de matriz nanocrescente de metal de grande área apresentam um considerável efeito quiral extrínseco, bem como uma alta modularidade e um método de fabricação simples. Amostras com diferentes parâmetros de rede foram fabricadas com sucesso e o efeito CD foi estudado teórica e experimentalmente. O maior coeficiente de CD (> 0,5) foi medido em 1270 nm usando um ângulo de incidência de 30 ° em uma matriz metálica crescente com um período de 800 nm. Além disso, o espectro de CD de tais estruturas pode ser extensivamente ajustado, mantendo um grande pico de intensidade, alterando o diâmetro das microesferas PS. As localizações dos picos de CD variam de 1019 a 1799 nm, mediante uma mudança na constante de rede na faixa de 500-1000 nm. As simulações estão de acordo com os resultados experimentais e o grande e ajustável efeito quiral extrínseco das amostras pode ser atribuído à excitação seletiva dos LSMs induzida por LCP e RCP. A estrutura demonstrada pode ser útil em sensoriamento remoto e imagens de polarização.

Disponibilidade de dados e materiais

Todos os dados gerados ou analisados durante este estudo estão incluídos neste artigo publicado.

Abreviações

LCP:: esquerda circularmente polarizada
RCP:: polarizado circularmente direito
CD:: dicroísmo circular
LSPRs:: ressonâncias localizadas de plasma de superfície
LSMS:: modos de superfície de rede
SLRS:: ressonâncias de rede de superfície
SEM:: microscópio eletrônico de varredura

Síntese, caracterização e avaliação de nanopartículas de oligossacarídeo de quitosana sensível a redox revestidas com ficocianina para administração de medicamentos Combinação baseada em nanopartículas de sílica mesoporosa de inibidor de NQO1 e 5-fluorouracil para efeito antitumoral potente contra carcinoma de células escamosas de cabeça e pescoço (HNSCC)

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