Amplificación plasmónica de espectros Raman y de fluorescencia : SERS y SEF sobre nanoestructuras metálicas [1 ed.] 840009820X, 9788400098209

Citation preview

CSIC

Ricardo F. Aroca - Marcelo Campos Vallete - José V. García Ramos Santiago Sánchez Cortés - José A. Sánchez Gil - Paz Sevilla

Textos Universitarios • 49 Este libro discute dos de los fenómenos ópticos de espectroscopía amplificada por superficies: SERS (espectroscopía Raman) y SEF (fluorescencia), que ocurren sobre nanoestructuras metálicas que soportan plasmones superficiales. La obra comienza con un capítulo dedicado a la teoría, donde se explica por qué solo unos tipos de nanoestructuras producen amplificación. En el segundo capítulo se desarrolla una explicación detallada del origen del scattering inelástico de la radiación electromagnética cuando interactúa con una molécula, dando lugar a los espectros Raman, que se convierten en espectros SERS en presencia de una nanoestructura adecuada. El capítulo tercero está dedicado a la fabricación de dichas nanoestructuras. El cuarto capítulo describe experimentos SERS/SEF que ilustran cómo estos tipos de espectros contienen información, tanto de la nanoestructura como de la radiación electromagnética inicial. El libro se cierra con una discusión del fenómeno de la fluorescencia amplificada por superficies (SEF). También se incluye un glosario con la terminología empleada. Los autores son especialistas en el estudio y diseño, tanto desde un punto de vista teórico como experimental, de superficies plasmónicas con capacidad para amplificar señales ópticas (en particular, espectroscopía Raman y de fluorescencia) y para desarrollar nanosensores con límites de detección a nivel de moléculas individuales. El deseo de los autores es que esta obra sirva como introducción a estudiantes, científicos y tecnólogos que necesiten utilizar en su actividad profesional algunos aspectos de la espectroscopía SERS y SEF.

SERS y SEF sobre nanoestructuras metálicas

SERS y SEF sobre nanoestructuras metálicas

Amplificación plasmónica de espectros Raman y de fluorescencia

Amplificación plasmónica de espectros Raman y de fluorescencia

Amplificación plasmónica de espectros Raman y de fluorescencia SERS y SEF sobre nanoestructuras metálicas R. F. Aroca M. Campos Vallete J. V. García Ramos S. Sánchez Cortés J. A. Sánchez Gil P. Sevilla

ISBN: 978-94-00-09820-9

GOBIERNO DE ESPAÑA

Cub_49_TXT_Univ.indd 1

MINISTERIO DE ECONOMÍA Y COMPETITIVIDAD

49

Consejo Superior de Investigaciones Científicas

Ilustración que representa la detección de una molécula individual sobre una nanoestructura plasmónica a través de su espectro SERS.

02/07/14 13:55

Ampli_plas_00.indd 2

02/07/14 13:44

Amplificación plasmónica de espectros Raman y de fluorescencia

Textos Universitarios 49

Ampli_plas_00.indd 3

02/07/14 13:44

Ampli_plas_00.indd 4

02/07/14 13:44

Ricardo F. Aroca Marcelo Campos Vallette José V. García Ramos Santiago Sánchez Cortés José A. Sánchez Gil Paz Sevilla

Amplificación plasmónica de espectros Raman y de fluorescencia SERS y SEF sobre nanoestructuras metálicas

CONSEJO SUPERIOR DE INVESTIGACIONES CIENTÍFICAS MADRID, 2014

Ampli_plas_00.indd 5

02/07/14 13:44

Reservados todos los derechos por la legislación en materia de Propiedad Intelectual. Ni la totalidad ni parte de este libro, incluido el diseño de la cubierta, puede reproducirse, almacenarse o transmitirse en manera alguna por medio ya sea electrónico, químico, óptico, informático, de grabación o de fotocopia, sin permiso previo por escrito de la editorial. Las noticias, los asertos y las opiniones contenidos en esta obra son de la exclusiva responsabilidad del autor o autores. La editorial, por su parte, sólo se hace responsable del interés científico de sus publicaciones.

Catálogo general de publicaciones oficiales: http://publicacionesoficiales.boe.es Editorial CSIC: http://editorial.csic.es (correo: [email protected])

GOBIERNO DE ESPAÑA

MINISTERIO DE ECONOMÍA Y COMPETITIVIDAD

© CSIC © Ricardo F. Aroca, Marcelo Campos Vallete, José V. García Ramos, Santiago Sánchez Cortés, José A. Sánchez Gil, Paz Sevilla ISBN: 978-84-00-09820-9 e-ISBN: 978-84-00-09821-6 NIPO: 723-14-084-5 e-NIPO: 723-14-085-0 Depósito Legal: M-18394-2014 Maquetación, impresión y encuadernación: Gráficas Blanco, S. L. Impreso en España - Printed in Spain En esta edición se ha utilizado papel ecológico sometido a un proceso de blanqueado TCF, cuya fibra procede de bosques gestionados de forma sostenible.

Ampli_plas_00.indd 6

02/07/14 13:44

Índice de contenidos Perfiles académicos de los autores .........................................................................................

9

Introducción..................................................................................................................................

13

Capítulo 1 Plasmones de superficie localizados en nanoestructuras metálicas........................... 1.1. Introducción a los espectros de sistemas de núcleos y electrones............ 1.2. Solución de las ecuaciones de Maxwell para una esfera. Teoría de Mie.. 1.2.1. Sección eficaz de scattering y extinción ........................................... 1.3. Plasmones localizados en nanoestructuras metálicas de diferentes formas y tamaños .......................................................................................................... 1.4. Multimodo en superficies nanoestructuradas................................................. 1.5. Amplificación del campo eléctrico en nanoestructuras............................... Referencias.............................................................................................................................. Capítulo 2 Espectroscopía Raman y su amplificación por plasmones localizados en nanoestructuras metálicas ...................................................................................................................... 2.1. Introducción.............................................................................................................. 2.2. Principios básicos de la espectroscopía Raman.............................................. 2.3. Instrumentación ....................................................................................................... 2.3.1. Técnicas Raman ....................................................................................... 2.4. Espectroscopía Raman amplificada por plasmones localizados en nanoestructuras metálicas (SERS) .......................................................................... 2.4.1. El origen plasmónico de la amplificación ....................................... 2.4.2. Los desafíos en la interpretación de los espectros que se observan en SERS o SERRS .......................................................................... 2.4.3. Adsorción química y el caso especial de la doble resonancia.... 2.4.4. Reglas de selección en SERS ............................................................... Referencias.............................................................................................................................. Capítulo 3 Métodos experimentales de la espectroscopía amplificada por superficie.............. 3.1. Introducción.............................................................................................................. 3.2. Electrodos metálicos ............................................................................................... 3.3. Películas metálicas.................................................................................................... 3.3.1. Islotes metálicos ....................................................................................... 3.3.2. Películas obtenidas por nanolitografía ..............................................

19 19 22 23 28 40 43 46

51 51 52 59 61 63 64 70 73 76 80

85 85 86 88 88 90

7

Ampli_plas_00b.indd 7

02/07/14 13:44

Índice de contenidos 3.4. Nanopartículas metálicas en suspensión o coloides metálicos.................. 3.5. Propiedades eléctricas de las superficies de nanopartículas metálicas: potencial zeta y agregación de nanopartículas ............................................... 3.6. Caracterización de nanopartículas metálicas: regímenes de agregación de nanopartículas metálicas.................................................................................. 3.6.1. Espectroscopía de absorción visible-UV .......................................... 3.7. Métodos de preparación de coloides metálicos ............................................. 3.7.1. Reducción química ................................................................................. 3.8. Preparación de nanopartículas mediante fotorreducción ........................... 3.9. Ablación láser ............................................................................................................ 3.10. Modificación de nanopartículas metálicas ...................................................... 3.10.1. Efecto de la temperatura ....................................................................... 3.10.2. Efecto de iones haluro ........................................................................... 3.10.3. Recrecido de nanopartículas ................................................................ 3.10.4. Coloides mixtos core@shell ................................................................... 3.10.5. Inmovilización de nanopartículas sobre soportes ......................... 3.10.6. Funcionalización de nanopartículas metálicas ............................... 3.10.7. Agregación y ensamblaje de nanopartículas ................................... 3.11. Preparación de nanopartículas con formas anisotrópicas: nanovarillas, nanohilos, nanoprismas, nanodiscos, nanoestrellas y nanoflores............. 3.12. Funcionalización de superficies metálicas plasmónicas ............................... 3.13. Ensamblaje de nanopartículas mediante moléculas bifuncionales .......... Referencias.............................................................................................................................. Capítulo 4 Ejemplos de aplicaciones SERS/SERRS en biomoléculas............................................ 4.1. Introducción.............................................................................................................. 4.2. Biosensores ................................................................................................................. 4.3. Detección de moléculas aisladas (single molecule detection, SMD) .......... 4.4. Catálisis sobre nanopartículas bimetálicas....................................................... 4.5. Espectroscopía SERS y SEF sobre nanopartículas de oro con cortezas aislantes (shell-isolated nanoparticles, SHINs) .................................................. 4.6. Tip-enhanced Raman scattering (TERS) ........................................................ Referencias.............................................................................................................................. Capítulo 5 Fluorescencia amplificada por superficie (FAS)................................................................ 5.1. Introducción.............................................................................................................. 5.2. Principios básicos de la espectroscopía de fluorescencia............................. 5.3. Mecanismo de desactivación inducido ............................................................. 5.4. Fluorescencia de moléculas localizadas sobre superficies metálicas......... 5.5. Fluorescencia amplificada por plasmones localizados en nanopartículas metálicas ..................................................................................................................... 5.6. Factor de amplificación y su dependencia con la separación metalmolécula......................................................................................................................

91 92 94 94 95 96 98 98 99 99 100 100 100 102 103 103 103 104 107 109

119 119 119 120 121 123 126 129

133 133 133 139 140 144 147

8

Ampli_plas_00b.indd 8

02/07/14 13:44

Índice de contenidos 5.7. Puntos calientes (hot spots), baja y alta eficiencia cuántica ........................ 5.8. Ejemplo experimental: fluorescencia de la emodina amplificada por plasmones localizados en nanopartículas de plata ........................................ 5.8.1. Espectros de emisión de fluorescencia de la emodina en disolución acuosa............................................................................................. 5.8.2. Espectros de emisión de fluorescencia de la emodina en coloide de plata.................................................................................................. 5.8.3. Espectros de emisión de la emodina adsorbida en la superficie de nanopartículas de plata e inmovilizado en los poros de una lámina de silicio poroso......................................................................... Referencias..............................................................................................................................

151

Apéndice A. Glosario de términos y símbolos ........................................................... Apéndice B. Definiciones .................................................................................................... Apéndice C. Unidades ..........................................................................................................

163 169 173

154 155 155 157 158

9

Ampli_plas_00b.indd 9

02/07/14 13:44

Ampli_plas_00b.indd 10

02/07/14 13:44

Perfiles académicos de los autores El doctor Ricardo Aroca es profesor universitario en el Departamento de Química y Bioquímica de la Universidad de Windsor (Canadá). Lidera el Grupo de Ciencia de Materiales y Superficies, donde ha desarrollado numerosos proyectos de investigación financiados por entidades públicas y privadas. Ha publicado más de trescientos artículos científicos relacionados con la espectroscopía vibracional amplificada sobre superficies y sus aplicaciones analíticas, así como con la fabricación y caracterización de nanoestructuras, y es autor del libro Surface-Enhanced Vibrational Spectroscopy (John Wiley & Sons, 2006), por lo que se le considera una autoridad mundial en este campo científico. Es fellow del Chemical Institute of Canada y de la Society for Applied Spectroscopy (Estados Unidos) y ha sido galardonado por la Canadian Society of Spectroscopy con el premio Gerhard Herzberg en reconocimiento a sus aportes a la espectroscopía. José Vicente García Ramos es doctor en Ciencias Químicas y en la actualidad es profesor de investigación del CSIC en el Instituto de Estructura de la Materia, del cual fue director durante el periodo 2003-2008. Desde 1976 ha dedicado su labor investigadora a la espectroscopía molecular (infrarroja y Raman). Perteneció al Instituto de Óptica del CSIC y realizó estancias postdoctorales en las universidades de Bolonia (Italia) y Windsor (Canadá). Pionero en España de la técnica Surface Enhanced Raman Scattering, ha sido investigador principal de numerosos proyectos de investigación y ha publicado cerca de doscientos artículos en revistas científicas internacionales. Ha sido presidente de la Sociedad Española de Óptica y del Grupo Español de Espectroscopía y vicepresidente adjunto de Programación Científica del CSIC. Marcelo Campos Vallette se licenció en Ciencias en la Universidad de Chile. Hizo su doctorado en la Universidad de Burdeos I (Francia) y en la actualidad es profesor de Química y de Físico-química en la Facultad de Ciencias de la Universidad de Chile. Ha publicado más de ochenta artículos científicos relacionados con la espectroscopía IR y Raman amplificada por superficies (SERS y SEIRA) y con la interpretación estructural de complejos metálicos y de cristales mediante espectroscopía vibracional. Ha liderado numerosos proyectos de investigación financiados por el Fondo Nacional de Desarrollo Científico y Tecnológico (FONDECYT) en Chile, así como proyectos de intercambio con Canadá y España. También ha sido invitado por el FONDECYT a formar parte del grupo de estudios en Química durante el periodo 2007-2008. 11

Ampli_plas_00b.indd 11

02/07/14 13:44

Amplificación plasmónica de espectros Raman y de fluorescencia

Paz Sevilla Sierra se doctoró en Ciencias Químicas en la Universidad Complutense de Madrid en 1987. En la actualidad es profesora del Departamento de Química Física II de la Facultad de Farmacia de la misma universidad. Es vicepresidenta del Comité de Espectroscopía de la Sociedad Española de Óptica y miembro del Comité Europeo de Espectroscopía de Moléculas Biológicas. Su investigación la llevó a realizar estancias en la Universidad de Viena y en el laboratorio del premio Nobel Kurt Wütrich, en la Eidgenössische Technische Hochschule de Zúrich, donde trabajó usando la técnica de resonancia magnética nuclear. Posteriormente se ha especializado en el uso de fluorescencia y dicroísmo circular para estudiar la estructura de fármacos y biomoléculas. Es autora de numerosos artículos en revistas científicas. José Antonio Sánchez Gil es investigador científico del CSIC en el Instituto de Estructura de la Materia. Se doctoró en Ciencias Físicas por la Universidad Autónoma de Madrid, perteneciendo desde entonces al Instituto de Óptica (CSIC). Posteriormente, trabajó durante dos años en la Universidad de California, Irvine (Estados Unidos). Asimismo, ha realizado estancias en: Imperial College (Londres, Reino Unido), CICESE (Ensenada, México), FOM-Instituto AMOLF (Ámsterdam, Holanda) y LNIO-Université de Technologie de Troyes (Francia). Ha sido investigador principal de varios proyectos de investigación y coautor de más de ochenta publicaciones científicas. Sus intereses de investigación actuales se centran en las áreas de nanofotónica, plasmónica y metamateriales. Santiago Sánchez Cortés es doctor en Ciencias Químicas y en la actualidad es investigador científico del CSIC en el Instituto de Estructura de la Materia, donde es el actual jefe del Departamento de Espectroscopía Nuclear, Vibracional y Medios Desordenados. Realizó su tesis doctoral en el Instituto de Óptica del CSIC sobre espectroscopía SERS y ha realizado estancias en la Universidad de Bolonia (Italia), en la Universidad P. J. Safarik de Kosice (Eslovaquia) y en la Universidad de Hokkaido (Japón). Ha publicado ciento sesenta artículos en revistas científicas internacionales, de los cuales la mayoría tratan sobre espectroscopías amplificadas por superficies plasmónicas (SERS, SEIRA y SEF).

12

Ampli_plas_00b.indd 12

02/07/14 13:44

Introducción En 1974 aparece una publicación en la que se dan a conocer resultados que indicaban un aumento inexplicable de la intensidad del espectro Raman de la molécula de piridina depositada sobre un electrodo de plata, altamente rugoso[1]. Tres años más tarde, fueron publicadas[2, 3] investigaciones más precisas del aumento de la intensidad de los espectros Raman, de la piridina y otras moléculas, que confirmaron el descubrimiento de un nuevo fenómeno físico, hoy conocido como scattering de Raman amplificado por la superficie. En inglés el acrónimo es SERS (surfaceenhanced Raman scattering), el mismo que usaremos en castellano, ya que, además de ser una abreviatura, se ha convertido en un nombre propio. Hoy en día, existen miles de publicaciones sobre SERS (www.spectroscopynow.com/coi/cda/home. cda?chId=6), ya sean monografías con artículos seleccionados[4, 5] o libros[6, 7]. Desde el principio, se observó que el nuevo fenómeno físico no estaba limitado al scattering de la luz, sino que se manifestaba como amplificación de señales ópticas en todas las espectroscopías: absorción, emisión y scattering, y en todas las regiones del espectro electromagnético, extendiéndose también a la óptica no-lineal. Así, el nombre genérico es espectroscopía amplificada por superficie[8]. También se vislumbró el papel determinante que juegan los plasmones localizados de superficie (PLS), que pueden excitarse en metales como la plata, el oro y el cobre (también los metales alcalinos)[9]. Las propiedades de estos permiten que sus nanoestructuras sostengan PLS en la región visible del espectro electromagnético, facultando, así, el aumento de las intensidades espectrales de las moléculas adsorbidas en la superficie y abriendo las puertas a múltiples aplicaciones[10]. En 1997 se publicaron dos trabajos en los que haciendo uso de PLS se alcanzaba el limite de detección analítica, el espectro de una molécula aislada[11, 12], situando al SERS como la primera técnica capaz de obtener el espectro vibracional de una molécula. La detección de una sola molécula (DUM) usando fluorescencia, era ya parte del arsenal analítico y es, actualmente, una técnica muy utilizada para aquellas que presentan fluorescencia[13]. Los trabajos editados establecían, además, el papel que juegan las nanoestructuras como centros de concentración del campo eléctrico, particularmente, los agregados de nanoparticulas de plata y oro, que se convierten, en ese momento, en el motor del trabajo experimental. Estos puntos de amplificación del campo eléctrico local, que son responsables del gran aumento en la intensidad que se observa en el campo lejano, se han denominado hot spots o puntos calientes[7]. Un requisito fundamental para las aplicaciones de los mismos es el control de las resonancias entre nanoestructuras de plata u oro, que es posible si se mantienen las 13

Ampli_plas_00b.indd 13

02/07/14 13:44

Amplificación plasmónica de espectros Raman y de fluorescencia

distancias mínimas entre ellas[14]. En resumen, el SERS es, simplemente, la amplificación de la señal óptica (scattering inelástico de la molécula) debida a los plasmones localizados existentes en nanoestructuras. Esta explicación permite distinguir dos tipos de amplificaciones: una promedio y una puntual de alta eficiencia en los denominados puntos calientes. La fabricación y medición de campo electromagnético en puntos calientes es, hoy, objeto de intensa investigación y, no hace mucho tiempo, se ha obtenido por primera vez el tamaño de uno de ellos (15 nm)[14]. Esto ha contribuido al desarrollo de un campo nuevo en la física: la plasmónica, o manipulación de la radiación electromagnética usando nanoestructuras metálicas. El origen plasmónico del SERS (y, en general, de la espectroscopía amplificada por superficie) ha permitido focalizar la parte experimental en la fabricación de nanoestructuras que pueden sostener PLS (principalmente plata y oro). Recientemente, el acoplamiento plasmónico-molecular ha sido demostrado teórica y experimentalmente en nanopartículas de oro[15]. El factor de amplificación (FA) que se obtiene, a una determinada frecuencia de excitación, va a depender de la función dieléctrica del metal, la forma y tamaño de las nanopartículas, y de su empaquetamiento, así como, de las propiedades dieléctricas del medio que envuelve a las nanoestructuras. Es necesario, además, tener presente que, adicionalmente, las propiedades espectrales de las moléculas que están interactuando con las nanopartículas metálicas, química o físicamente, pueden ser alteradas. Estas variaciones se observarán en los espectros SERS, de tal manera que estos pueden contener información adicional, amplificada por los plasmones, sobre las interacciones molécula-nanoestructura u otros cambios moleculares inducidos por la radiación incidente (foto-isomerización, foto-disociación, etc.). Por ejemplo, es común observar en los espectros SERS variaciones en relación a los espectros de la molécula aislada debido a que la adsorción molecular en las superficies metálicas puede llevar a la formación de un enlace químico nuevo (metal-molécula), y el espectro SERS tendrá que ser el del correspondiente complejo. Es fácil ver que el volumen electrónico puede ser deformado por interacciones con la nanoestructura, y, correspondientemente esto se reflejará en el cambio de la polarizabilidad con la coordenada normal, es decir, en la magnitud de la intensidad relativa  del espectro SERS. Otro ejemplo común en SERS es el correspondiente a la dispersión de los espectros fuera, cerca de la resonancia o en resonancia con la frecuencia de excitación externa, dando origen a espectros Raman pre-resonantes o resonantes (Raman resonante), que pueden presentar intensidades relativas muy diferentes. El espectro vibracional constituye la huella digital de una molécula y, por tanto, es usado en la caracterización y en la determinación analítica de compuestos y grupos funcionales. Esto ha impulsado a registrar y compilar una extensa base de datos de espectros vibracionales de moléculas orgánicas e inorgánicas a cuya aparición acompaña la edición de muchos libros sobre el tema. Así, el primer libro sobre espectroscopía amplificada por superficie versa sobre las vibraciones moleculares Surface-Enhanced Vibrational Spectroscopy[6]. 14

Ampli_plas_00b.indd 14

02/07/14 13:44

Introducción

El presente proyecto tiene como objetivo ofrecer el primer texto en lengua castellana de este nuevo fenómeno físico, el SERS, desde un punto de vista teórico y fenomenológico. En la parte teórica haremos evidente la relación SERS-plasmónica. En la parte experimental se pretende ilustrar la fabricación de nanoestructuras y proporcionar una guía para la interpretación de los espectros SERS. Estos, al igual que los espectros Raman no amplificados, pueden ser particularmente complejos al conjugarse las posibles contribuciones en las diversas situaciones experimentales, como pueden ser las resonancias múltiples, la polarización de la luz, las orientaciones moleculares o la fotoquímica en la superficie metálica. Los problemas prácticos de interpretación serán ilustrados con ejemplos específicos desarrollados en nuestros grupos de investigación. Además, incorporaremos un capítulo especial sobre fluorescencia aumentada por superficie (FAS), en inglés SEF, acrónimo de Surface Enhanced Fluorescence, una técnica que promete tener mucha influencia en el desarrollo de aplicaciones como sensores para la detección de moléculas biológicas. EL LIBRO EN UNA PINCELADA Es necesario empezar con una definición, lo más clara posible, del fenómeno que vamos a describir. Del mismo modo que para obtener el espectro de una molécula se observa la interacción de esta con la luz; en SERS/SEF las partes que interaccionan son: la molécula, la nanoestructura metálica, y la radiación electromagnética que usaremos para la excitación. Obviamente, si uno de estos elementos no esta presente, la observación no puede clasificarse como SERS/SEF y no será parte de la discusión de este libro. Así, por ejemplo, el extenso campo de moléculas adsorbidas sobre superficies metálicas lisas, no-radiativas, es muy importante y extenso, pero no forma parte del fenómeno SERS/SEF. La descripción clásica y cuántica de la radiación electromagnética forma parte de todos los libros de óptica y textos de estudio de físico-química y física elemental; por eso nos limitaremos a citar esta literatura, de todos conocida. La molécula, su identificación y análisis, son el objetivo central de la espectroscopía SERS/SEF. La estructura molecular y sus propiedades en la aproximación adiabática son parte del programa de física, química y biología en todas las universidades. No obstante, el scattering inelástico de la radiación electromagnética, en particular, el que contiene la información vibracional que da origen a los espectros Raman, es el objeto de estudio en SERS, lo que requiere una detallada explicación del origen de los mismos. Esto se desarrollará en el segundo capítulo del libro. De forma similar, los espectros de fluorescencia molecular son el objeto de estudio del fenómeno SEF y, correspondientemente, la fluorescencia ocupará un capítulo aparte. No todas las nanoestructuras metálicas pueden ser consideras apropiadas para el SERS/SEF. Las propiedades excluyentes más importantes del metal son su constante dieléctrica y su habilidad de sostener plasmones localizados de superficie capaces de irradiar. Esto explica que metales como la plata y el oro sean los usados más frecuentemente en SERS y los usados exclusivamente en la detección de una 15

Ampli_plas_00b.indd 15

02/07/14 13:44

Amplificación plasmónica de espectros Raman y de fluorescencia

molécula aislada. Las moléculas pueden interaccionar con muchas nanoestructuras no-metálicas para formar complejos que alteran la estructura electrónica del adsorbato y, por tanto, cambian las propiedades del scattering inelástico (en intensidad, frecuencias y ancho de banda); estas observaciones, que son también objeto de la espectroscopía de Raman no deben ser incluidas dentro del SERS y no serán objeto de discusión en este libro. La teoría de las nanoestructuras que producen SERS/ SEF será el objeto del primer capítulo. Esta es, básicamente, una parte de la electrodinámica (ecuaciones de Maxwell) aplicada a nanoestructuras metálicas (nanoparticulas de diferente forma y agregados de ellas). La parte experimental, es decir, la fabricación de nanoestructuras para SERS/SEF se verá en un capítulo separado (capítulo tercero), con ejemplos ilustrativos de un campo que está expandiéndose rápidamente. El capítulo cuarto muestra de forma práctica ejemplos del análisis de los experimentos SERS/SEF, que pretenden ilustrar como el espectro que se registra en campo lejano de la radiación electromagnética proveniente del complejo luz-molécula-nanoestructura contiene la información, no solo de la molécula en cuestión, sino también de sus interacciones electrónicas, tanto con la nanoestructura, como con la excitación electromagnética inicial. El libro se cierra con una discusión del fenómeno de la fluorescencia amplificada por superficie, FAS (SEF), la que también se conoce como fluorescencia amplificada por metales, FAM (MEF). REFERENCIAS [1] Fleischmann, M., Hendra, P. J. y McQuillan, A. J. «Raman spectra of pyridine adsorbed at a silver electrode». Chem Phys Lett FIELD Full Journal Title: Chemical Physics Letters. 26 (1974), pp. 163-166. [2] Albrecht, M. G. y Creighton, J. A. «Anomalously intense Raman spectra of pyridine at a silver electrode». Journal of the American Chemical Society 99 (1977), pp. 5215-5217. [3] Jeanmaire, D. L. y Van Duyne, R. P. «Surface Raman spectroelectrochemistry. Part I. Heterocyclic, aromatic, y aliphatic amines adsorbed on the anodized silver electrode». Journal of Electroanalytical Chemistry y Interfacial Electrochemistry 84 (1977), pp. 1-20. [4] Chang, R. K. y Furtak, T. E. Surface Enhanced Raman Scattering, Plenum Press, New York, 1982. [5] Kerker, M. (ed.). Selected Papers on Surface-enhanced Raman Scattering, Bellingham, 1990. [6] Aroca, R. Surface-enhanced Vibrational Spectroscopy, John Wiley & Sons, Chichester, 2006. [7] Le Ru, E. C. y Etchegoin, P. G. Principles of Surface Enhanced Raman Spectroscopy (and related plasmonic effects), Elsevier, Amsterdam, 2009. [8] Moskovits, M. «Surface-enhanced spectroscopy». Reviews of Modern Physics 57 (1985), pp. 783-826. [9] Noguez, C. «Surface Plasmons on Metal Nanoparticles: The Influence of Shape y Physical Environment». Journal of Physical Chemistry C. 111 (2007), pp. 3806-3819.

16

Ampli_plas_00b.indd 16

02/07/14 13:44

Introducción [10] Anker, J. N., Hall, W. P., Lyyres, O., Shah, N. C., Zhao, J. y Van Duyne, R. P. «Biosensing with plasmonic nanosensors». Nature Materials. 7 (2008), pp. 442-453. [11] Kneipp., K., Wang, Y., Kneipp., H., Perelman, L. T., Itzkan, I., Dasari, R. R. y Feld, M. S. «Single molecule detection using surface-enhanced Raman scattering (SERS)». Physical Review Letters. 78 (1997), pp. 1667-1670. [12] Nie, S. y Emory, S. R. «Probing single molecules y single nanoparticles by surfaceenhanced Raman scattering». Science (Washington, D C). 275 (1997), pp. 11021106. [13] Tamarat, P., Maali, A., Lounis, B. y Orrit, M. «Ten years of single-molecule spectroscopy». Journal of Physical Chemistry A. 104 (2000), pp. 1-16. [14] Cang, H., Labno, A., Lu, C. G., Yin, X. B., Liu, M., Gladden, C., Liu, Y. M. y Zhang, X. «Probing the electromagnetic field of a 15-nanometre hotspot by single molecule imaging». Nature. 469 (2011), pp. 385-388. [15] Ni, W., Ambjörnsson, T., Apell, S. P., Chen, H. y Wang, J. «Observing PlasmonicMolecular Resonance Coupling on Single Gold Nanorods». Nano Letters. 10 (2010), pp. 77-84.

17

Ampli_plas_00b.indd 17

02/07/14 13:44

Ampli_plas_00b.indd 18

02/07/14 13:44

CAPÍTULO 1

Plasmones de superficie localizados en nanoestructuras metálicas 1.1.

INTRODUCCIÓN A LOS ESPECTROS DE SISTEMAS DE NÚCLEOS Y ELECTRONES

Las partículas elementales de la química, núcleos y electrones, forman sistemas estables como los átomos, moléculas, clústeres, polímeros, nanopartículas, y los diferentes materiales que nos rodean, cuya caracterización espectroscópica estructural se hace unívocamente a través de sus espectros de absorción, emisión y scattering[1, 2]. El sistema mecano-cuántico más sencillo está constituido por un núcleo y un electrón y puede resolverse exactamente mediante la ecuación de Schrödinger (figura 1.1), donde el Hamiltoniano, H, contiene las masas de los electrones y núcleos y las interacciones electrostáticas entre los electrones negativos y los núcleos de carga positiva. La solución es un conjunto de estados estacionarios de energía (En), los valores propios del Hamiltoniano. Las diferencias energéticas, ΔEn, constituyen el espectro electrónico característico de cada átomo y podemos considerarlo como su huella digital. Al conjunto de valores que se obtiene del Hamiltoniano, también se le llama espectro. La figura 1.1 muestra este resultado para el átomo de hidrógeno. Sin embargo, la forma más común de mostrar un espectro es a través de una representación de las intensidades de cada transición energética, ΔE = hn, en función de la frecuencia observada. Las transiciones energéticas pueden expresarse como frecuencia n en hercios (Hz), esta se usa solo en el caso de energías muy bajas, electrón voltio (eV), número de ondas (cm−1) (que expresa directamente el número de ondas que puede contener un centímetro) o la longitud de onda en nanómetros. Espectro de Hidrógeno

ΔEn HY(x, y, z) = EnY(x, y, z)

Figura 1.1. Líneas en el espectro del átomo de hidrógeno.

En general, de particular importancia para el contenido de este libro, son los espectros moleculares electrónicos[3] y vibracionales[4-8] y los de absorción y emisión de radiación por nanopartículas de ciertos metales como la plata y el oro[9-11] y en general son de interés aquellas partículas metálicas nanométricas que son capaces de sostener plasmones de superficie localizados[12, 13], cuyas propiedades serán dis19

Ampli_plas_01.indd 19

02/07/14 13:45

Amplificación plasmónica de espectros Raman y de fluorescencia

cutidas en este capítulo. Tanto los espectros de absorción molecular como la absorción de los plasmones de partículas metálicas se pueden observar en la región del ultravioleta-visible del espectro electromagnético, como se ilustra en la figura 1.2 para la molécula de pireno y en la figura 1.3 para un coloide de plata, que posteriormente ha sido usado para llevar a cabo una medida de amplificación plasmónica con una molécula orgánica. Solución 10–5M B2g Ag B1g B2g B3u Au

2 0

Absorbancia

Energía (eV)

321

−2

ΔE = 3,8 eV (326 nm)

−4

B1g B2g B3u Au B3u B3g

−6 −8

300

400

500

600

700

800

Longitud de onda/nm

Figura 1.2. Espectro electrónico molecular. Espectro de absorción en solución y cálculo teórico de los niveles de energía involucrados en la transición espectroscópica.

El espectro molecular es el espectro electrónico que se obtiene debido a las transiciones entre el nivel fundamental (HOMO en la nomenclatura de orbitales moleculares)[14] y el primer estado electrónico excitado (LUMO en la nomenclatura de orbitales moleculares), que en el caso del pireno implica una transición mínima de energía calculada de 3,8 eV o 326 nm. La teoría de orbitales de frontera (HOMO-LUMO, pág. 315 referencia[15]) es una de las más usadas en química en la discusión de las propiedades moleculares. El espectro experimental que se obtiene de una disolución diluida de pireno muestra un total acuerdo con el cálculo teórico. Pero lo más importante es la estructura característica del espectro electrónico molecular y que corresponde a niveles vibracionales del estado excitado. Esta estructura se observa en todas las moléculas y es muy abundante en el caso de espectros que se obtienen en el estado gaseoso[3]. Muy diferentes son las absorciones debidas a los plasmones localizados de superficie en nanopartículas metálicas de plata, como se puede apreciar en la figura 1.3. 20

Ampli_plas_01.indd 20

02/07/14 13:45

Plasmones de superficie localizados en nanoestructuras metálicas

436 mm

0,8

0,4 725 nm

0 300

Coloide de plata + molécula orgánica 400

500

600

700

800

900

Longitud de onda/nm

Figura 1.3. Espectro de absorción (plasmón) de una solución coloidal de plata con una molécula orgánica adsorbida en la superficie metálica.

Los plasmones corresponden a oscilaciones colectivas de los electrones en las nanopartículas metálicas, y por tanto, su espectro carece de la estructura que caracteriza a los espectros moleculares. Por otra parte, estos plasmones son muy sensibles a los cambios en la forma de la nanopartícula, agregación y al medio que los rodea[11], como se verá más adelante. La figura 1.3 muestra el espectro de absorción de una disolución de coloide de plata al cual se le ha agregado un compuesto orgánico para realizar una medida de SERS. Es importante resaltar que las moléculas orgánicas inducen la aparición de un segundo plasmón (alrededor de los 725 nm), debido probablemente a la agregación de las nanopartículas. La imagen de un grupo de estas partículas de plata coloidal, obtenida por microscopía electrónica de transmisión, se observa en el recuadro interior. Es necesario distinguir entre lo que llamamos nanopartículas y clústeres metálicos. Los clústeres metálicos han sido estudiados por muchos grupos y sus propiedades ópticas están descritas en el libro de Kreibig[16], en nuestro caso son de especial interés los clústeres de plata y oro. En la revista Science[17], se puede encontrar un artículo en el que se estudia un clúster de 20 átomos de oro Au20, donde uno de los resultados más relevantes es que el clúster es, en realidad, una molécula con una enorme diferencia energética entre los orbitales de frontera (HOMO-LUMO), lo que sugiere que es estable y poco reactivo. Estas moléculas presentan un espectro con estructura y no pueden dar origen a plasmones. Existen, sin embargo, en la literatura esfuerzos dedicados a verificar si estos clústeres pueden dar amplificación de señales ópticas como es el caso del SERS. Como los clústeres no dan origen a plasmones, estos estudios no pueden llamarse de SERS, y todas las variaciones ópticas encuentran su explicación en la espectroscopía molecular conocida. Por ejemplo, el 21

Ampli_plas_01.indd 21

02/07/14 13:45

Amplificación plasmónica de espectros Raman y de fluorescencia

grupo de Schatz[18, 19] calcula los espectros Raman para un complejo de pirazina con dos clústeres de plata, cada uno de ellos de 20 átomos de metal. Aunque la molécula de pirazina se sitúa entre los dos clústeres de plata no hay hot spot, como normalmente suele observarse en SERS para una molécula entre dos nanoestructuras. De hecho, la amplificación electromagnética calculada para la intersección es alrededor de cinco, lo que podría estar dentro del error de cálculo. En resumen, en nuestra discusión del SERS, solo consideraremos nanopartículas metálicas capaces de sostener plasmones resonantes de superficie localizados (LSPR, localized surface plasmon resonances). Las resonancias de los plasmones —LSPR— en partículas metálicas encuentran múltiples aplicaciones en química, física y biología, en sensores, en nanofotónica y células solares. Las propiedades ópticas de nanopartículas de un tamaño mayor que 20 nm pueden ser estudiadas dentro del cuadro de la electrodinámica clásica[9]. Sin embargo, los efectos cuánticos se hacen evidentes a tamaños menores, como ha sido demostrado recientemente usando técnicas de transmisión de electrones[20], es decir, en tamaños menores de 20 nm la plasmónica se hace cuántica. Es necesario también aclarar la nomenclatura de las excitaciones en el estado sólido, ya que son términos que aparecen frecuentemente en la literatura. La materia en el estado sólido puede aceptar diferentes tipos de excitación que invariablemente terminan en una excitación térmica; las más comunes en las que participan los electrones son: polarones, plasmones y excitones. Las vibraciones del retículo cristalino (de los núcleos) o fonones, son también excitaciones elementales. Son particularmente importantes en SERS las interacciones entre fotones de las regiones que van desde el infrarrojo al ultravioleta y el sólido. Al acoplamiento de un fotónexcitación elemental se le da el nombre genérico de polaritón. En general, la propagación de la radiación electromagnética en la materia es una mezcla de una onda electromagnética y una onda de polarización. Esta mezcla puede estar cuantizada y el cuanto de energía correspondiente se conoce como polaritón. El caso particular de la excitación de un fonón se le puede llamar fonón polaritón. Estos polaritones son el origen de las cuasi partículas de la radiación electromagnética en la materia[21]. Las resonancias de los plasmones —LSPR— en partículas metálicas son el punto de partida de la plasmónica y de amplificación plasmónica de las intensidades de los espectros de absorción, emisión y scattering. El estudio de los LSRP se remonta a los comienzos del siglo xx y se encuentra en los trabajos de Mie[22, 23], y es por ahí por donde abordaremos la plasmónica[24]. 1.2.

SOLUCIÓN DE LAS ECUACIONES DE MAXWELL PARA UNA ESFERA. TEORÍA DE MIE

La solución exacta de las ecuaciones de Maxwell para la respuesta óptica de una nano-esfera con una función dieléctrica e(w) permite el cálculo de la absorción y el scattering para esferas de cualquier radio, lo que se conoce como la teoría de Mie[22, 23]. Hoy sabemos que la respuesta óptica de la nanopartículas metálicas es controlada por las constantes ópticas (función dieléctrica) del material, la forma, el tamaño y el medio que las rodea. Cuando la nanopartícula está bajo la acción 22

Ampli_plas_01.indd 22

02/07/14 13:45

Plasmones de superficie localizados en nanoestructuras metálicas

de la radiación electromagnética, sus electrones pueden sufrir una aceleración, lo que puede conducir a una absorción o una irradiación de energía en un proceso de scattering. La suma de la absorción más el scattering es la extinción sext, que para un número N de nanopartículas es la suma: sext = N(Cabs + Csca)

(1.1)

Soluciones exactas de las ecuaciones de Maxwell se conocen solo para esferas, esferoides[25] y cilindros infinitos[26]. Esto significa que para todas las nanoestructuras de interés práctico (aplicaciones en espectroscopía amplificada por plasmones), la respuesta óptica puede encontrarse en forma aproximada, como se ilustrara en secciones posteriores. Sin embargo, las soluciones de Mie para las esferas son, en la mayoría de los casos, extremadamente útiles para entender el comportamiento de sistemas complejos de nanopartículas como son los de coloides de oro y plata e islas evaporadas de oro y plata, comúnmente usadas en SERS. La deducción de las ecuaciones de Mie puede encontrase en textos clásicos[27]. 1.2.1. Sección eficaz de scattering y extinción Los programas de cálculo, basados en las ecuaciones de Mie, permiten el cálculo de las secciones eficaces de extinción (absorción más scattering). Estas se refieren a la pérdida de potencia debido al scattering y la absorción, respectivamente. Las correspondientes potencias se dividen por la intensidad de la radiación incidente para obtener la sección eficaz. Para una esfera, el resultado final es: C sca =

2π k2

2π Cext = 2 k

∑ (2n + 1)( an ∞

n=1

2

+ bn

2

)

∞

∑ (2n + 1)Re (an + bn )

(1.2)

n=1

Para un material no magnético, los coeficientes de scattering y extinción son[28]: an =

mψ n (mx)ψ n′ (x) − ψ n (x)ψ n′ (mx) mψ n (mx)ξn′ (x) − ξn (x)ψ n′ (x)

bn =

ψ n (mx)ψ n′ (x) − mψ n (x)ψ n′ (mx) ψ n (mx)ξn′ (x) − mξn (x)ψ n′ (x)

(1.3)

en donde el parámetro x es x = rk (r = radio de la esfera), y m es el índice de refracción relativo que viene determinado por m=

nesfera nmedio

(1.4)

23

Ampli_plas_01.indd 23

02/07/14 13:45

Amplificación plasmónica de espectros Raman y de fluorescencia

Las primas indican derivadas con respecto a la variable de la función en cada caso. La plata es el metal más eficiente para la espectroscopía amplificada por plasmones. Los cálculos de Mie ayudan a entender las propiedades ópticas de la plata como amplificador nanométrico. Las secciones eficaces (en cm2) de extinción, absorción, y de scattering para una esfera de plata de 30 nm (diámetro) en vacio (nmedio = 1), se muestran en la figura 1.4. Los máximos de extinción, absorción, y scattering se observan a 368 nm, 370 nm y 367 nm respectivamente. Para este tamaño la absorción es mayor que el scattering, y contribuye hasta un 61,8% de la extinción. Este es un resultado comparable a lo que se observa en soluciones coloidales de plata. Mientras la absorción es casi simétrica (Lorentziana truncada), sin embargo, el scattering, y por ende la extinción, son asimétricas.

Sección eficaz × 10–10cm2

2,5

Extinción

2,0 Absorción 1,5 1,0 Ag 30 nm 0,5

Scattering

0 300

350

400 l/nm

450

500

Figura 1.4. Cálculos de Mie para una esfera de plata.

La respuesta plasmónica es afectada también por las propiedades dieléctricas del medio que rodea a la nanopartícula. Si se piensa que las oscilaciones colectivas de los electrones son osciladores armónicos, entonces, el medio contribuye al amortiguamiento causando un corrimiento de la banda plasmónica hacia el rojo, como se ilustra en la figura 1.5. En la figura 1.5 se pueden ver los resultados de cálculos de la sección eficaz de extinción para una esfera de plata de 30 nm en el aire (naire = 1), agua (nagua = 1,33), tetracloruro de carbono (nCCl = 1,46) y benceno (nbenceno = 1,5). A medida que el radio de la esfera aumenta, se observan tres cambios en la sección eficaz de scattering: a) la sección eficaz de scattering aumenta; b) el máximo se desvía hacia longitudes de onda mayores, y c) el ancho medio de banda aumen4

24

Ampli_plas_01.indd 24

02/07/14 13:45

Sección eficaz de extinción 10–10cm2

Plasmones de superficie localizados en nanoestructuras metálicas

Agua 3

Benceno

Aire 2

Ag 30 nm

CCI4

1

0 300

350

400

450

500

550

600

l/nm

Figura 1.5. Sección eficaz de Mie para la extinción de una nanopartícula de plata de 30 nm, en aire, agua, tetracloruro de carbono y benceno.

ta. El aumento de estas propiedades se puede ver cualitativamente en la figura 1.6, en donde los cálculos de la sección eficaz de scattering para esferas de plata de diferente tamaño se comparan directamente. Las comparaciones de sección eficaz son aproximadas por partículas de diferente tamaño, debido a los distintos factores que contribuyen a la intensidad total. Una comparación más exacta se obtiene usando la eficiencia (Q), que se define de acuerdo con las siguientes ecuaciones: Qext =

Cext C C ; Qsca = sca ; Qabs = abs G G G

(1.5)

El factor G, es el área de la partícula, que se calcula de acuerdo a pr 2. Los cambios se pueden ver directamente en las correspondientes gráficas en función de la longitud de onda, como puede verse en la figura 1.7 para esferas de diferentes tamaños. Las partículas de 80 y 120 nm han sido incluidas para ilustrar un efecto importante del tamaño en el coeficiente de extinción, el cual comienza a decrecer notablemente para tamaños mayores de 80 nm. Asimismo, el desdoblamiento de la banda principal con el aumento de tamaño es debido a la contribución de los multipolos de orden mayor. La contribución de los momentos multipolares de orden mayor es insignificante en las partículas pequeñas. Finalmente es importante comparar la plasmónica en diferentes materiales. Dado que los metales nobles son los usados en la espectroscopía amplificada por plasmones, compararemos aquí tres de ellos: plata, oro y cobre. Para la plata, la parte real de la constante dieléctrica es −2 a los 354,5 nm; esto trae como consecuencia que cuando la nanopartícula es irradiada con la frecuencia apropiada, el 25

Ampli_plas_01.indd 25

02/07/14 13:45

Amplificación plasmónica de espectros Raman y de fluorescencia

Scattering

Esfera de plata

Sección eficaz

60 nm

50 nm

40 nm 30 nm

300

350

400

450

500

550

600

l/nm

Figura 1.6. Sección eficaz de scattering para esferas de plata de diferente tamaño.

10

Sección eficaz de extinción

80 nm 8 50 nm

Ag

120 nm

6 40 nm 4 60 nm 30 nm

2

0 300

350

400

450

500

l/nm

Figura 1.7. Eficiencia de la extinción para esferas de plata de 30 nm, 40 nm, 50 nm, 60 nm, 80 nm y 120 nm.

26

Ampli_plas_01.indd 26

02/07/14 13:45

Plasmones de superficie localizados en nanoestructuras metálicas

campo electromagnético (EM) se amplifica con respecto al campo electromagnético incidente. El factor de amplificación «g» esta dado por[29, 30] la ecuación g=

eAg − emedio eAg + 2emedio

(1.6)

Sección eficaz de extinción × 10–10cm2

La resonancia se obtiene cuando (eAg + 2emedio) ≈ 0. Esta relación es el origen mismo de las espectroscopías amplificadas por plasmones localizados. Se ve claramente el papel que juegan la parte real y la parte imaginaria (eAg = ereal + ieimg). Para la Plata, la resonancia se obtiene a longitudes de onda entre 350 y 500 nm, dependiendo del medio (véase figura 1.5). Las resonancias de oro y cobre se observan hacia longitudes de onda mayores. Sin embargo, la parte imaginaria del oro y cobre son considerablemente mayores que las de la plata. Simplemente, la parte imaginaria puede asociarse con el amortiguamiento de la intensidad, lo que causa una disminución en el factor de calidad de la banda plasmónica. Las diferencias se pueden apreciar en la figura 1.8. Las características especiales de la función dieléctrica de la plata en el visible (valor pequeño de parte imaginaria) hacen de la plata el material favorito para las aplicaciones de la plasmónica en las espectroscopías amplificadas por plasmones. En la figura 1.8 se presenta la sección eficaz de extinción para nanopartículas de 30 nm en el vacío.

Plata × 0,5

1,2 1,0 0,8

Cobre

0,6

Oro

0,4 0,2 0 250

300

350

400

450

500

550

600

650

l/nm

Figura 1.8. Sección eficaz de extinción para nanopartículas de plata, oro y cobre. La intensidad de la plata está multiplicada por 0,5.

El espectro de extinción de la esfera de oro (30 nm) muestra con toda claridad una banda con centro a los 503 nm. La intensidad de la banda es aproximadamente un sexto de la intensidad observada para la misma esfera de plata. Esta diferencia puede atribuirse a la mayor magnitud de la parte imaginaria del oro. El mismo efecto es aún más pronunciado en el caso del cobre. 27

Ampli_plas_01.indd 27

02/07/14 13:45

Amplificación plasmónica de espectros Raman y de fluorescencia

Finalmente, uno de los puntos centrales en la teoría y práctica de la espectroscopía amplificada por plasmones es el de los «puntos calientes» (hot spots) que aparecen experimentalmente en agregados de nanopartículas, en la interfase entre dos nanoestructuras. En la teoría se han desarrollado extensiones en la teoría de Mie que permiten calcular las propiedades ópticas en agregados de nanopartículas metálicas, en particular de plata[31]. El resultado más importante de estos trabajos es la magnitud que alcanza el campo eléctrico en los intersticios de las nanoestructuras, la cual supera con creces los valores máximos que se obtienen para nanopartículas aisladas. Las secciones que siguen darán más luz a este problema básico. 1.3.

PLASMONES LOCALIZADOS EN NANOESTRUCTURAS METÁLICAS DE DIFERENTES FORMAS Y TAMAÑOS

En los últimos años, los avances de las técnicas de nanofabricación junto con las nuevas técnicas de caracterización, como la microscopía de campo cercano y la de campo oscuro, han renovado el interés en los procesos relativos a la localización y el guiado de ondas electromagnéticas en nanoestructuras metálicas. Estas técnicas albergan la promesa de potenciales aplicaciones en el campo de las imágenes, SERS, litografía, dispositivos optoelectrónicos y biosensores. Estas perspectivas han amplificado los esfuerzos en los estudios teóricos de las propiedades ópticas de nanopartículas metálicas, con especial interés en el confinamiento del campo electromagnético y su intensificación vía excitación de plasmones localizados (LSPR). La absorción y scattering de luz por partículas es un problema clásico estudiado desde tiempos inmemoriales (véase referencias[27, 32] como revisión del tema). Como hemos visto en el apartado anterior, se conocen soluciones analíticas para partículas con formas simples tales como cilindros, esferas, o elipsoides[27]. En el caso de partículas interactuantes con formas arbitrarias, se requieren en general cálculos numéricos[33]. Existen diferentes formulaciones que describen rigurosamente, a partir de las ecuaciones de Maxwell (directamente o reformuladas como ecuaciones integrales), la respuesta de nanopartículas metálicas de forma arbitraria. Podemos clasificarlas, grosso modo, en: • Métodos diferenciales: diferencias finitas en el dominio temporal (FDTD del inglés finite-difference time domain)[34]; método de diferencias finitas (FEM, del inglés finite-element method)[35]; etc. • Métodos integrales de volumen o similares: función de Green diádica[36]; aproximación de dipolos discretos (DDA, del inglés discrete-dipole approximation)[33, 37]; múltiples multipolos (MMP, del inglés multiple multipole), etc. • Métodos integrales de superficie: método de elementos de frontera (BEM, del inglés boundary element method)[38], basado en integrales de superficie ad hoc para la carga y el potencial vector superficial; matriz de transferencia (T-matrix)[39]; y diversas y variadas implementaciones derivadas directamente de las ecuaciones de Maxwell mediante el uso del segundo teorema de Green[27, 40, 41]. 28

Ampli_plas_01.indd 28

02/07/14 13:45

Plasmones de superficie localizados en nanoestructuras metálicas

Todos ellos han permitido importantes avances teóricos en los estudios de la interacción de la luz con nanoestructuras metálicas complejas. Surface-enhanced Raman scattering ha sido las más importante de las aplicaciones de la localización de plasmones en nanopartículas, y el motor que ha impulsado el desarrollo de la plasmónica. Presentaremos aquí algunos estudios teóricos recientes sobre la excitación de plasmones localizados en nanopartículas de forma arbitraria, con esquinas, puntas, etc., tanto aisladas como interactuantes. La interacción de luz con dichas nanopartículas metálicas se describe mediante el formalismo de scattering basado en el teorema de extinción[40]; en particular se presentan campos cercanos, campos lejanos, cargas de polarización y las secciones eficaces de scattering de las nanopartículas. El medio dieléctrico circundante, cuando no se especifica lo contrario, es el vacío, es decir, e = 1. La constante dieléctrica de los metales estudiados (Ag y Au) ha sido obtenida a partir de la referencia[42]. En esta primera parte se presentan ejemplos de nanopartículas aisladas con forma arbitraria, bidimensionales por la complejidad de los cálculos implicados (esto es, equivalente a nanohilos con secciones de forma arbitraria). Será pues la ruptura de simetría con respecto al caso canónico de nanoesferas (nanocírculos en 2D), lo que da lugar a un espectro de resonancias plasmónicas más rico y complejo, con amplificaciones locales de campo eléctrico notablemente mayores. 102

SCS (nm)

101

10−0

10−1

10−2 300

350

400 l (nm)

450

500

Figura 1.9. Sección eficaz de scattering en escala semilogarítmica de una nanopartícula de plata, con forma de triángulo rectángulo isósceles con base de 20 nm; el campo electromagnético incide desde arriba y tiene amplitud unitaria. Polarización p: curva clara; polarización s: curva oscura. Figura tomada de la ref. [40].

Veamos primero el caso de formas triangulares, interesantes desde el punto de vista teórico (baja simetría) y accesibles experimentalmente, no ya solo mediante métodos litográficos sino también como nanopartículas coloidales. En la figura 1.9 se muestra la sección eficaz de scattering (SCS) para una nanopartícula de plata, con forma de triángulo rectángulo isósceles con base de 20 nm. La amplitud de la onda electromagnética incidente es uno, e incide desde arriba (q = 0°). Las esqui29

Ampli_plas_01.indd 29

02/07/14 13:45

Amplificación plasmónica de espectros Raman y de fluorescencia

nas han sido redondeadas con un radio de curvatura de 0,25 nm para evitar eventuales inestabilidades numéricas y para conseguir un modelo más realista. Podemos ver que la sección eficaz de scattering para la polarización p (curva clara) presenta una estructura compleja, con más resonancias que un nanocilindro. Por completitud, se presenta también la sección eficaz de scattering para la polarización s (curva oscura), que como cabía esperarse (no acopla a plasmones localizados) no presenta características relevantes. Vamos a describir pues el espectro de polarización p. En primer lugar, se observa una pequeña resonancia hacia el azul, a 329 nm; a esta longitud de onda particular, la parte real de la constante dieléctrica de la plata es casi cero (frecuencia de excitación del plasmón de volumen). Esto significa que en este caso estamos excitando un modo de volumen, y que la posición de esta resonancia no depende de la forma de la nanopartícula. Vamos a estudiar ahora el campo cercano a las dos frecuencias de resonancia más importantes: 403 nm y 358 nm. El estudio del campo cercano de una nanopartícula en general da siempre una valiosa ayuda para entender de qué tipo son los modos excitados. En la figura 1.10 se muestra la distribución de la amplitud del campo eléctrico dentro y fuera de la nanopartícula en escala logarítmica. En los dos casos existe una gran diferencia entre el valor del campo eléctrico en las esquinas de la base y el valor del campo eléctrico en la esquina superior. La amplitud del campo eléctrico cerca de las esquinas de la base, en el caso de la resonancia principal a l = 403 nm (véase figura 1.10a), alcanza hasta 200 veces el valor de la amplitud del campo eléctrico incidente, y decae a cero en la esquina superior, donde existe un mínimo. Las resonancias a 403 nm y a 358 nm presentan una distribución diferente del campo eléctrico cerca de las esquinas de la base.

0

0,5

1

1,5

2

Figura 1.10. Distribución del campo eléctrico cercano en escala logarítmica (log10|E |) para polarización p en el caso de una nanopartícula de plata, con forma de triángulo rectángulo isósceles con base de 20 nm. El campo electromagnético incide desde arriba y tiene amplitud unitaria. a) l = 403 nm, b) l = 358 nm. Figura tomada de la ref. [40].

A 403 nm, obtenemos una mayor intensificación con distribución homogénea alrededor de las esquinas, donde el campo eléctrico es prácticamente normal a la superficie. La correspondiente distribución de carga se muestra en la figura 1.11a. 30

Ampli_plas_01.indd 30

02/07/14 13:45

Plasmones de superficie localizados en nanoestructuras metálicas

a)

b) 180

270

c)

180

90

0

270

d)

90

0

Figura 1.11. (a-b) Distribución de carga en el caso de dos resonancias plasmónicas (polarización p), a l = 403 nm (a) y a l = 358 nm (b). La distribución de carga ha sido calculada en un particular instante, cuando es máxima en las esquinas de la base. (c-d) Distribución angular de la intensidad lejos en los mismos casos: a l = 403 nm (c) y a l = 358 nm (d). Figura tomada de la ref. [40].

Como podemos ver, el campo eléctrico obedece a una intensa concentración de carga cerca de cada esquina de la base con signos opuestos. Esto explica la distribución monopolar del campo eléctrico en cada esquina (véase figura 1.10a). La componente normal del campo eléctrico tiene un mínimo en el centro de la base, donde el campo eléctrico tiene solo una pequeña componente tangencial. Estas características corresponden a un típico modo dipolar, como confirma también la  distribución angular de la intensidad dispersada en campo lejano (véase figura 1.11c). Por el contrario, a l = 358 nm, cerca de cada esquina de base (véase figura 1.10b), la distribución del campo eléctrico no es uniforme, pero presenta un comportamiento casi dipolar, con un mínimo exactamente en las esquinas y una dependencia con la posición distinta de la que se obtiene a l = 403 nm. También en este caso, el campo eléctrico cerca de las esquinas de la base es muy intenso, pero decae a cero rápidamente en un punto en el vacío muy cerca de cada esquina (no es así para l = 403 nm). Esto es debido al hecho de que presenta carga de polarización a ambos lados, con signo opuesto respecto a la carga acumulada en la misma esquina, como podemos ver en la figura 1.11b. En las figura 1.12a y 1.12b presentamos el campo magnético cercano a la nanopartícula, para los mismos casos de la figura 1.10; como podemos ver, la amplitud del campo magnético es mucho más pequeña que el campo eléctrico, con estructura similares a las dos frecuencias. Por completitud, se presenta en las figuras 1.12c y 1.12d también el campo eléctrico cercano que se obtiene iluminando con una onda polarizada s a las mismas frecuencias. Como esperábamos, el campo eléctrico en este caso es mucho menos intenso y casi no tiene estructura[40]. 31

Ampli_plas_01.indd 31

02/07/14 13:45

Amplificación plasmónica de espectros Raman y de fluorescencia

0,5

0

−0,5 0,1

0

−0,1

Figura 1.12. Distribución de la amplitud del campo cercano en escala logarítmica para una nanopartícula de plata, con forma de triángulo rectángulo isósceles con base de 20 nm. El campo electromagnético incide desde arriba y tiene amplitud unitaria: (a-b) amplitud del campo magnético en el caso de polarización p ; (c-d) amplitud del campo eléctrico en el caso de polarización s. (a, c) l = 403 nm; (b, d) l = 358 nm. Figura tomada de la ref. [40].

Veamos ahora el caso de nanohilos rectangulares, muy interesante por su relación con las llamadas nanoantenas[43]. Además, experimentalmente son más sencillas de obtener. En la figura 1.13 se ha estudiado la sección eficaz de scattering y la intensidad del campo magnético superficial en el caso de una nanopartícula de plata de tamaño 20 × 100 nm2. Con la intención de estudiar un caso más realista y ver cómo afectan las esquinas en el cálculo, se han considerado esquinas redondeadas con diferentes radios de curvatura (4, 1, y 0,25 nm); para comparar se ha simulado también el scattering para el caso de esquinas perfectas con un ángulo de 90°. Se puede ver que prácticamente no hay variación en las secciones eficaces de scattering mostradas en la figura 1.13a con estos valores de los radios de curvatura. La sección eficaz de scattering presenta solo una resonancia a l = 454 nm. En la figura 1.13b se muestra la intensidad del campo magnético superficial en función de la longitud de arco, considerando como origen el punto central de la base inferior (en sentido horario), a la frecuencia de resonancia y variando los radios de curvatura de las esquinas. En este caso podemos ver que los cambios son muy pequeños y prácticamente no apreciables cuando el radio de curvatura es menor de 1 nm. Nótese también que en este caso la sección eficaz de scattering para la polarización s no presenta características relevantes (véase figura 1.13a, curva clara). Vamos a ver ahora cuál es la distribución del campo eléctrico cercano a la nanopartícula a la frecuencia de la resonancia (l = 454 nm). La componente normal del campo eléctrico superficial (figura 1.14a) muestra picos en la posición de las esquinas, con el mismo signo y un mínimo local (en valor absoluto) en cada lado corto. La componente tangencial del campo eléctrico superficial (figura 1.14b) es siempre más pequeña que la componente normal. Al contrario que En, Et presenta un máximo local (en valor absoluto) en el centro de cada lado largo con diferente 32

Ampli_plas_01.indd 32

02/07/14 13:45

Plasmones de superficie localizados en nanoestructuras metálicas 600 SCS (nm)

a) 400 200 0 300

400

500

600 l (nm)

700

800

900

20 b) H 2

15 10 5 0 0

50

100 150 s (nm)

200

Figura 1.13. a) Sección eficaz de scattering de una nanopartícula de plata con forma rectangular, con base 100 nm y altura 20 nm. El campo electromagnético incide desde arriba y tiene amplitud unitaria con polarización p (curva oscura) o polarización s (curva clara). b) Intensidad del campo magnético superficial calculado variando el radio de curvatura r de las esquinas del rectángulo: esquinas perfectas (curva discontinua); r = 0,25 nm (curva gris claro); r = 1 nm (curva gris oscuro); r = 4 nm (curva negra continua). La variable s representa la longitud de arco, considerando como origen el punto central de la base inferior del rectángulo (en sentido horario). Figura tomada de la ref. [40]. 20 2

0

Et

En

10 −10

a)

−20 0

0 −2

50 100 150 200 s (nm)

b)

0

50 100 150 200 s (nm) 180

270

c)

d)

90

0

Figura 1.14. a) Campo eléctrico superficial normal; b) Campo eléctrico superficial tangencial; c) Distribución de las cargas; d) Campo difundido lejos (q = 0° es la dirección hacia abajo). Estas magnitudes son calculadas a la frecuencia de resonancia l = 454 nm (para el rectángulo de la figura 1.14a). Figura tomada de la ref. [40].

33

Ampli_plas_01.indd 33

02/07/14 13:45

Amplificación plasmónica de espectros Raman y de fluorescencia

signo. Esta componente presenta también un salto de signo en cada esquina, y en el centro de cada lado corto es cero. La carga superficial (principalmente determinada por En) se concentra en las esquinas y con el mismo signo en cada lado corto (véase figura 1.14c). Esto explica el salto en cada lado corto de la componente tangencial del campo eléctrico en la figura 1.14b. Tal distribución de carga puede ser concebida como dos dipolos horizontales cercanos con la misma orientación, que se comportan como un único dipolo (suma) en el campo lejano, en buen acuerdo con la estructura dipolar que tiene la distribución angular de la intensidad lejana mostrada en la figura 1.14d. Estudiamos ahora el campo eléctrico cercano relativo a la resonancia (figura 1.15a) a l = 454 nm (polarización p). Para comparar se muestra también el campo eléctrico cercano en otros dos casos: a l  =  900 nm (figura 1.15b), es decir, fuera de la resonancia, y a la misma frecuencia de la resonancia pero en el caso de polarización s (figura 1.15c).

1,5 1 0,5 0 −0,5 0,5 0 −0,5

Figura 1.15. Intensidad del campo eléctrico cercano en escala logarítmica y normalizado respecto al campo incidente, para una nanopartícula de plata con forma rectangular, con base 100 nm y altura 20 nm. a) l = 454 nm (polarización p, frecuencia de resonancia); b)  l = 900 nm (polarización p, fuera de la resonancia); c) l = 454 nm (polarización s). Figura tomada de la ref. [40].

A la frecuencia de resonancia en el caso de polarización p, se obtiene una distribución del campo eléctrico distinta de cero dentro de la nanopartícula, principalmente con componente paralela al lado largo. La intensidad del campo eléctrico es más grande en las esquinas, en acuerdo con la distribución de carga. A l = 900 nm (fuera de la resonancia), la intensidad del campo eléctrico es alta solo en pequeñas zonas cerca de las esquinas. En este caso el campo eléctrico no penetra en el metal (esto no es debido a la profundidad de piel del metal, que a esta frecuencia es más grande que la altura ∼22 nm). Como en el caso del triángulo, la distribución del campo eléctrico cercano para la polarización presenta solo leves variaciones. 34

Ampli_plas_01.indd 34

02/07/14 13:45

Plasmones de superficie localizados en nanoestructuras metálicas

L (nm)

L (nm)

L (nm)

La longitud de onda de la resonancia en el caso de polarización p tiene una dependencia con la longitud de la nanopartícula rectangular L, de la forma lres ∼ L/2, como revela la figura 1.16a; en ella se representa, en mapa de colores, la sección eficaz normalizada en función de la longitud de onda y de la longitud de la nanopartícula en el caso de incidencia perpendicular al lado largo del rectángulo. En el caso de iluminación perpendicular al lado de 20 nm (figura 1.16c), sin embargo, no hay variaciones con la longitud, como se esperaba, y se nota solo la resonancia debida al lado corto. En el caso de incidencia oblicua (figura 1.16.b), en realidad excitan ambas resonancias, pero la resonancia que depende de L es mucho más intensa. Además, una resonancia de orden más alto se observa para rectángulos > 150 nm. En este caso tanto la intensidad del campo eléctrico como la carga son más intensos en el centro del lado largo y cerca de los lados cortos[40]. Hay que destacar que esta resonancia no se excita para incidencia normal ya que no es posible obtener esta simetría de la carga con tal polarización. 250 200 150 100 50 250 200 150 100 50 250 200 150 100 50

6 4 2 400 500 600 700 800 900

0 3 2 1

400 500 600 700 800 900

0 6 4 2

400 500 600 700 800 900

0

l (nm)

Figura 1.16. Sección eficaz de scattering en caso de polarización p para la nanopartícula  de la figura 1.15: a) onda plana incidente desde arriba (qi = 0º); b) incidencia oblicua (qi = 45º); c) incidencia lateral (qi = 90º). Figura tomada de la ref. [40].

Recientemente, se han publicado estudios experimentales de dispersión de luz por nanopartículas con formas muy peculiares, tal como nanoestrellas o nanoflores[44-46]. Nanoestructuras similares se obtienen en coloides metálicos. De hecho, han despertado un enorme interés dentro de las nanopartículas coloidales, pues su geometría es tal que sus plasmones localizados pueden dar lugar a intensificación SERS sin necesidad de agregación. Se presenta a continuación como ejemplo una nanoestrella de plata con seis puntas; el perfil se simula como la suma de una circunferencia (de radio 100 nm) 35

Ampli_plas_01.indd 35

02/07/14 13:45

Amplificación plasmónica de espectros Raman y de fluorescencia

y la función coseno con seis períodos (de amplitud 10 nm). En la figura 1.17a se muestra la correspondiente sección eficaz de scattering en escala logarítmica, en el caso de una onda electromagnética incidente desde arriba, es decir, hacia la punta superior de la nanoestrella (qi = 0°). El espectro presenta tres diferentes resonancias a l = 393 nm (resonancia principal), a l = 342 nm y a l = 329 nm (plasmón de volumen). La sección eficaz de scattering de las nanoestrellas tiene una característica sorprendente; en realidad el espectro en figura 1.17a relativo a una onda incidente desde arriba (hacia una punta) coincide con la sección eficaz calculada por qi  =  90° (campo incidente hacia un valle), a pesar de que los campos eléctricos cercanos son diferentes. La resonancia principal de la nanoestrella está desplazada hacia el rojo con respecto a la resonancia principal de un cilindro con el mismo radio (no mostrado aquí), y con una sección eficaz de scattering más grande. En las figuras 1.17b y 1.17c se muestra la intensidad del campo eléctrico cercano a la resonancia principal (l = 393 nm) en el caso de una onda incidente desde arriba (qi = 0°) y desde la izquierda (qi = 90°), respectivamente. Como podemos ver, la distribución del campo eléctrico es simétrica respecto a la dirección del campo electromagnético incidente. Cuando (qi  =  0°), la intensidad del campo eléctrico tiene un mínimo en las puntas superior y inferior de la nanoestrella. Este comportamiento es debido al hecho de que la oscilación tangencial de la carga está prohibida en estas puntas, como impone la polarización del campo incidente; esto corresponde a una configuración no favorable de la distribución de carga, como se ha demostrado en el caso de picos gaussianos sobre una superficie metálica plana.

sSCS (nm)

103

102

101 300

350

400

450 l (nm)

500

550

600 2

1

0

Figura 1.17. a) Sección eficaz de scattering en escala semilogaritmica de una nanoflor de plata con seis pétalos, con radio medio de 100 nm y amplitud de las oscilaciones de 10 nm (definida como partícula de Chebyshev). (b-c) Distribución de la intensidad del campo eléctrico en escala logarítmica a l = 393 nm (resonancia principal) para diferente ángulo de incidencia, como indican las flechas; b) qi = 0º y c) qi = 90º. Figura tomada de la ref. [40].

36

Ampli_plas_01.indd 36

02/07/14 13:45

Plasmones de superficie localizados en nanoestructuras metálicas

50

400

10 350

Δ (nm)

(e)

300

30

50

400 l (nm)

450

500 200

300

Δ

100

30 10 350

400 l (nm)

450

500

0

SCS (nm)

Δ (nm)

El mismo argumento se aplica a la distribución del campo eléctrico en el caso de la punta superior de las nanopartículas triangulares. De extrema importancia para las aplicaciones en la detección ultrasensible el caso de nanopartículas interactuantes, donde la ruptura de simetría está relacionada con el acoplamiento óptico entre las nanopartículas, y no es necesario que estas tengan formas complejas. Para comenzar, de hecho, mostramos el ejemplo más sencillo: dímero de nanocilindros. Conviene mencionar que dicha geometría (así como los dímeros de nanoesferas), puede ser tratada mediante una extensión del formalismo de Mie descrito en el apartado anterior[23]. En la figura 1.18 se muestra el estudio de las resonancias plasmónicas de dos cilindros de plata con radio 25 nm y separados entre ellos a una distancia D. El estudio ha sido efectuado considerando una onda plana polarizada p incidente desde arriba (qi = 0°) y desde la izquierda (qi = 90°), como indican las flechas en las figuras 1.18c y 1.18d respectivamente. Al aumentar la distancia entre los cilindros, la sección eficaz de scattering tiende a la de un cilindro (doble), como esperamos, visto que no interaccionan cuando están lejos (figuras 1.18a y 1.18b). Pero para pequeñas distancias es posible ver el efecto de un fuerte acoplamiento, que se traduce en dos resonancias separadas. Este efecto es más acentuado en el caso de incidencia normal al eje del dímero (figura 1.18a). La resonancia más intensa (a l ∼ 380 nm con D ∼ 5 nm) corresponde a una alta concentración de carga con signos opuestos

200

100

−0,5

0

0,5

1

1,5

2

0 300 350 400 450 500 l (nm)

Figura 1.18. (a-b) Sección eficaz de scattering para dos cilindros de plata de radio 25 nm variando la distancia de separación D, iluminados con una onda plana polarizada p incidente desde arriba a) o desde la izquierda b). (c-d) Distribución de la intensidad del campo eléctrico cercano, normalizado al campo incidente, en escala logarítmica (log10|E |2) a la frecuencia de resonancia, para una distancia entre los cilindros de D = 5 nm: c) l = 380 nm y d) l = 372 nm. La dirección del campo incidente se indica con una flecha. e) Sección eficaz de scattering para D = 5 nm: iluminando desde arriba (curva negra continua), iluminando desde la izquierda (curva discontinua), iluminando solo un cilindro (curva discontinua con puntos). Figura tomada de la ref. [40].

37

Ampli_plas_01.indd 37

02/07/14 13:45

Amplificación plasmónica de espectros Raman y de fluorescencia

entre los cilindros. Esta resonancia está desplazada hacia el rojo respecto al modo de un cilindro aislado (figura 1.18e), debido al hecho de que la energía de interacción entre las cargas de signo opuesto es menor por distancias pequeñas. La correspondiente distribución del campo eléctrico cercano se muestra en la figura 1.18, que revela una fuerte intensificación y localización del campo electromagnético entre los dos cilindros. La segunda resonancia, menos intensa (a l ∼ 340 nm con Δ = 5 nm) aparece solo por pequeñas distancias; esta resonancia corresponde con el modo dipolar de un cilindro aislado. De otra parte, cuando la iluminación es paralela al eje del dímero (figura 1.18b), se excitan dos resonancias, pero con una sección eficaz sustancialmente menos intensa. En este caso el acoplo de dos resonancias para pequeñas distancias conlleva una disminución de la intensidad; la distribución de cargas de cada cilindro oscila con fase opuesta a la del otro cilindro y tiene un comportamiento cuadrupolar. También para esta polarización, la distribución del campo cercano (véase figura 1.18d) muestra cierta concentración entre los cilindros, pero menos intensa y más extensa que la obtenida en la figura 1.18c (iluminando normalmente al eje del dímero). Cabe destacar asimismo que, exactamente en el centro entre los cilindros, hay una pequeña zona donde el campo es mucho menos intenso, debido a la distribución simétrica de las cargas. Vamos a estudiar ahora la dispersión de luz por dímeros rectangulares conocidos como nanoantenas, debido a la similitud con las antenas electrónicas y a sus propiedades de intensificar la emisión o el acoplamiento de luz con modos plasmónicos. Por ello este tipo de nanopartículas ha despertado recientemente un enorme interés[43, 47, 48]. En la figura 1.19a se ha calculado la sección eficaz de una nanoantena constituida por dos dímeros rectangulares de plata en función de la separación Δ (gap). La dimensión de cada dímero es 20 × 100 nm2 y están iluminados con una onda plana polarizada p que incide desde arriba. Cuando los dos rectángulos están bien separados, la sección eficaz de scattering es similar a la de un solo rectángulo (el doble), con la resonancia principal en la misma posición. Cuando disminuye la distancia entre los rectángulos, se hace más fuerte el acoplamiento, de tal manera que la resonancia principal se desplaza hacia el rojo como consecuencia de la interacción de las cargas de distinto signo acumuladas en el gap. En el límite de dos rectángulos que se tocan, D = 0, la sección eficaz de scattering coincide con la de un dímero largo 2L  =  200 nm, con la resonancia principal a ∼620 nm (véase figura 1.19a). La distribución de la intensidad del campo eléctrico cercano para Δ = 5 nm a la resonancia (l = 573 nm) mostrada en la figura  1.19b, revela el régimen de fuerte acoplamiento; la correspondiente sección eficaz de scattering se muestra en figura 1.19d junto con la sección eficaz calculada para polarización s y para un solo rectángulo (polarización p). Una de las consecuencias más evidentes de dos dímeros fuertemente acoplados reside en la distribución de la carga superficial (véase figura 1.19c); comparando con la distribución de carga de un solo dímero (véase figura 1.14c), podemos ver que en este caso la carga se concentra en el gap, con signos opuestos y es menos intensa en los extremos del dímero. Además, el nodo de la carga, situado en el centro del lado largo en el caso del rectángulo aislado, se desplaza hacia el gap en el caso de la nanoantena (el 38

Ampli_plas_01.indd 38

02/07/14 13:45

Plasmones de superficie localizados en nanoestructuras metálicas 800 50 5

(d)

600 300 400

600 l (nm)

600

0

800

SCS (nm)

Δ (nm)

100

400

200 0

1

2

(c) 0 350

500 650 l (nm)

800

Figura 1.19. a) Sección eficaz de scattering para una nanoantena de plata constituida por rectángulos de longitud 100 nm y altura de 20 nm, en función de la separación D, en el caso de polarización p e incidencia normal al eje del dímero. (b-c) Distribuciones b) de la intensidad del campo eléctrico cercano en escala logarítmica, normalizado al campo incidente, y c) de la carga superficial, para una onda plana incidente normalmente al eje de la nanoantena y polarización p, a la frecuencia de resonancia (l = 573 nm). d) Sección eficaz de scattering para una nanoantena de plata constituida por rectángulos de longitud 100 nm, altura de 20 nm y D = 5 nm, iluminando desde arriba con polarización p (curva oscura), iluminando solo un rectángulo (curva discontinua) e iluminando la nanoantena con polarización s (curva clara). Figura tomada de la ref. [40].

nodo está más cerca del gap cuanto más pequeña es la separación entre los dímeros). El campo eléctrico es más intenso en el gap y es dirigido hacia el eje del dímero; se obtienen notables valores de la intensificación del campo eléctrico, hasta casi tres órdenes de magnitud de intensificación de la luz incidente. Estos factores de intensificación han sido explotados[43] para modificar procesos de emisión espontánea cerca del gap, obteniendo resultados que confirman la función de nanoantenas. Finalmente, conviene recalcar la importancia de la dimensionalidad de las nanoestructuras en los cálculos de plasmones localizados. Por un lado, obviamente, los cálculos para estructuras bidimensionales son rigurosamente válidos para nanohilos infinitos con secciones dadas por las formas correspondientes, siempre y cuando la iluminación sea en el plano perpendicular al eje del cilindro y con la polarización adecuada. Pero, además, algunas características de esos cálculos se pueden extrapolar a estructuras 3D auténticas. Por ejemplo, para un paralelepípedo rectangular L × W × h iluminado a lo largo de uno de sus ejes principales, las componentes inducidas del campo eléctrico se localizan principalmente en el plano perpendicular a su eje a lo largo de la dirección de polarización (cf. figura 1.20). Por tanto, la respuesta de un cilindro rectangular se puede aproximar a la de una estructura bidimensional equivalente[48]. Las correspondientes geometrías 2D son sendos rectángulos de dimen39

Ampli_plas_01.indd 39

02/07/14 13:45

Amplificación plasmónica de espectros Raman y de fluorescencia (1)

E

(2)

k

(1)

h W

h

L (2)

E k

L h

W

Figura 1.20. Ilustración de un nanocilindro 3D con dimensiones L × W × h, con sus respectivos sistemas 2D equivalentes 1 y 2 para el cálculo de secciones eficaces de scattering para luz incidente con vector de onda k y polarizaciones E, respectivamente, longitudinal y transversal. Figura tomada de la ref. [48].

siones h × L (resonancia plasmónica longitudinal) y h × W (resonancia plasmónica transversal), como se muestra esquemáticamente en las configuraciones de la figura 1.20. Por supuesto, esta equivalencia permite determinar correctamente la longitud de onda de los plasmones localizados, pero en buena lógica deja de ser fiable para reproducir la anchura espectral de dichas resonancias. En muchos casos de interés en nanofotónica, es necesario recurrir a cálculos 3D para caracterizar correctamente los plasmones localizados de nanoestructuras metálicas 3D complejas. Esto se puede implementar con la mayoría de los métodos mencionados anteriormente, si bien conlleva una notable carga computacional (tiempo y memoria) que no todos gestionan de la misma manera; pueden presentar más ventajas los más sencillos (DDA) o los que escalan con la superficie (Teorema de Green, T-matrix, BEM). Si poseen simetría axial, por ejemplo, esta puede ser explotada para simplificar los cálculos. A modo de ejemplo, se muestra a continuación un cálculo realizado para objetos 3D con formas flexibles implementado con el método de las ecuaciones integrales de superficie[41]. Se trata de diversos espectros de extinción que revelan resonancias, plasmones localizados, para nanoestructuras muy complejas con forma de nanoestrellas de distinto número y forma de puntas. Para cada nanoestrella y su longitud de onda resonante asociada, se muestra la intensidad de campo eléctrico sobre la superficie de la misma (figura 1.21). 1.4.

MULTIMODO EN SUPERFICIES NANOESTRUCTURADAS

La interacción de radiación electromagnética (EM) visible e IR con superficies metálicas juega un papel primordial la excitación de polaritones-plasmones superficiales (PPS), que se originan por oscilaciones del plasma electrónico del metal[49, 50]. Como consecuencia de ello, estas interfases dieléctrico-metal soportan PPS, que son ondas EM de polarización p (transversal magnética) cuya amplitud decae exponencialmente al alejarse de la interfase (ondas evanescentes), tanto hacia el dieléctrico como hacia el metal. Se diferencian de los plasmones localizados de los apartados anteriores en el hecho de que se comportan como ondas propagantes a lo largo de 40

Ampli_plas_01.indd 40

02/07/14 13:45

Plasmones de superficie localizados en nanoestructuras metálicas

Qex(nm2) × 10–3

10 8

n n n n

= = = =

1,80; 1,85; 1,85; 1,90;

m m m m

= = = =

4 5 6 6

6 4 2 0 300

b)

350

l (nm)

c)

400

450

d)

e)

Figura 1.21. (Arriba) Espectro de extinción para nanoestrellas de plata de radio medio 50 nm, y distinto número de puntas y geometría de las mismas. (b-e) Intensidades de campo eléctrico sobre las superficies de cada nanoestrella, cuando se iluminan con una onda plana a la longitud de onda resonante del plamón localizado.

la superficie metálica, si bien su amplitud está confinada a la superficie por su carácter evanescente; esencialmente, se comportan como ondas EM 2D. PPS z

E y

k

Hy(z) x

HX dieléctrico metal

Figura 1.22. Geometría de la discusión sobre PPS en interfase dieléctrico-metal plana.

Para una interfase plana, esto se observa imponiendo las condiciones de continuidad del campo EM asociado a dichas ondas, de tal manera que los únicos modos posibles se caracterizan por unas amplitudes de campo eléctrico y magnético  tales que H ≡ (0, Hy, 0); E ≡ (Ex, 0, Ez), con (véase figura 1.22 para la notación): Hy(x, z, t) ∼ exp[−b0(w)z] exp[i(k(w)x − wt)], z > 0,

(1.7) 41

Ampli_plas_01.indd 41

02/07/14 13:45

Amplificación plasmónica de espectros Raman y de fluorescencia

(Ex, Ez se obtienen trivialmente a partir de Hy). La dependencia espectral del vector de onda transversal es: k(w) = (w/c) [e(w)/(e(w) + ed)]1/2

(1.8)

cuya parte real proporciona la relación de dispersión de los PPS (véase figura 1.23a). w/wp

0,8

wn/2

wn/2

w/wp

ΔK

ΔK

0,6 0,4 0,2

a)

b)

0 0

1

2 ck/w

3

1

0 ck/w

1

Figura 1.23. a) Relación de dispersión de PPS en una interfase vacío-metal (curva continua). La zona clara identifica el cono de luz propagante en el vacío, mientras que las regiones oscuras identifican las zonas evanescentes. b) Condiciones de acoplamiento de una onda plana incidente con cierto ángulo q (línea recta) con un PPS propagándose hacia izquierda o derecha: conservación de energía, w, y transferencia de momento transversal ΔK ± =  ±(w/c) sinq − k(w).

El hecho de que sean modos evanescentes se manifiesta en que no se cruzan con el cono de luz. Para frecuencias bajas, sin embargo, k(w) se sitúa muy cerca del límite del cono de luz k = w/c. A frecuencias próximas a la del plasmón superficial wsp = wp/(1 + ed)1/2, la relación de dispersión se separa gradualmente del cono de luz, siendo formalmente divergente de manera que ℜ{k(w)}→ ∞ cuando w → wsp, lo que en ocasiones se identifica como el límite electrostático del plasmón superficial. (Es por todo esto que los PPS se consideran a menudo como un modo híbrido entre fotón y plasmón superficial.) En la práctica, ni siquiera los metales cuya respuesta dieléctrica se ajusta mejor en el visible al modelo de Drude (Ag, Au, Cu), se comportan como predice la relación de dispersión (1.8) para altas frecuencias próximas a wsp. La contribución a la constante dieléctrica de los electrones ligados, sobre todo a su parte imaginaria (por tanto a la absorción), tiene especial relevancia en ese límite, siendo enormemente intensa dicha contribución cuando la frecuencia se adentra en el régimen permitido de transiciones entre bandas (por ejemplo, para w ≥ 3eV en Ag, o para w ≥ 2 eV en Au, Cu). Un aspecto pues crucial que se deriva de la relaciones de dispersión es la imposibilidad de acoplo fotón-PPS en interfases planas. Tradicionalmente, se han empleado diversas configuraciones que permiten realizar el acoplo a través de un modo intermedio evanescente generado por reflexión total interna en la interfase dieléctrico-vacío de un prisma; para 42

Ampli_plas_01.indd 42

02/07/14 13:45

Plasmones de superficie localizados en nanoestructuras metálicas

un determinado ángulo de incidencia se puede cumplir la condición de conservación del momento transversal (o de ajuste de fase) necesaria para la excitación de PPS (véase figura 1.24). Esta configuración se denomina Otto si existe una separación entre la cara del prisma y la interfase metálica; si se juntan ambas interfases, se denomina configuración Kretshmann[51].

Otto

Kretshmann

Otto (+)

Figura 1.24. Configuraciones clásicas para la excitación de PPS con luz: a) Otto; b) Kretshmann; c) Otto mejorada con una capa intermedia.

Los PPS se propagan a lo largo de la interfase metálica distancias del orden de su recorrido libre medio inelástico [inversamente proporcional a la parte imaginaria de k(w)], desde micras en el visible hasta milímetros en el infrarrojo (dependiendo por supuesto de las propiedades ópticas del metal). A lo largo de su propagación sufren procesos de dispersión debido a la presencia de rugosidad superficial. La respuesta de los PPS a la rugosidad constituye un problema de gran interés en sí mismo tanto en el caso de defectos individuales, como también para distribuciones periódicas y/o aleatorias de defectos[50]. Recíprocamente, la presencia de cualquier tipo de corrugación puede facilitar el acoplo fotón-PPS sin necesidad de las configuraciones mencionadas en el apartado anterior. Esto adquiere enorme relevancia en el problema de la dispersión de luz por superficies metálicas. 1.5.

AMPLIFICACIÓN DEL CAMPO ELÉCTRICO EN NANOESTRUCTURAS

La excitación de PPS en superficies metálicas nanocorrugadas conlleva en ciertos casos la generación de enormes campos EM sobre las superficies, denominados excitaciones ópticas localizadas (LSPR)[52], que pueden ser en algunos puntos varios órdenes de magnitud superiores a la intensidad del campo EM incidente. Este es el mecanismo responsable en parte del SERS[10, 12, 13]. En este sentido, cabe destacar la importancia de la descripción rigurosa de resultados experimentales y de la predicción de comportamientos y nuevos fenómenos que involucren LSPR, tanto en defectos aislados o periódicamente distribuidos como especialmente en superficies. Para ilustrar este fenómeno, se describen en este apartado cálculos rigurosos del campo eléctrico cercano a superficies metálicas de elevada corrugación, como es el 43

Ampli_plas_01.indd 43

02/07/14 13:45

Amplificación plasmónica de espectros Raman y de fluorescencia

caso de los substratos SERS usualmente empleados, realizados a partir de las ecuaciones integrales de superficie[41]. b) 106

(em)

104

10−2 109 (em)

106 103

0,1 0,01 0,5

102 100

GSERS

Absorción

Δs

smáx

a) 102 101 100 10−1 10−2 105 104 103 102 101 103 102 101 100 1

1 l (μm)

2

100 0,5

1

2

l (μm)

Figura 1.25. a) Dependencia espectral (visible e IR cercano) de la absorción y de los factores de intensificación s del campo eléctrico superficial (media , máximo smax y fluctuaciones Ds) obtenidos de los cálculos numéricos del scattering de haces de luz monocromáticos de forma gausiana (incidencia normal, polarización p) por N = 100 realizaciones de superficies de Ag tipo fractal auto-afín (dimensión fractal D = 1.9, longitud total iluminada L = 5,14 μm, y desviación cuadrática media de alturas d = 51,4 nm —símbolos huecos— o d = 257 nm —símbolos llenos—). El tamaño de corte inferior del fractal, indicativo de las escalas espaciales más pequeñas, es: x(nm) = 50 (círculos), 25 (cuadrados), 12,5 (rombos), 6,25 (triángulos). b) Factores de intensificación SERS (parte EM), promedios y máximos, obtenidos (ver texto) a partir de los datos de s de a). Figura tomada de la ref. [54].

En particular, hemos analizado la intensificación del campo EM superficial s  ≡  E[z  =  z(x)]2E (i)[z  =  z(x)]2 en superficies fractales auto-afines[53, 54]: valores máximos y medios, fluctuaciones, y sus dependencias espectrales (véase figura 1.25a), así como sus consecuencias en la contribución del mecanismo EM al factor de intensificación SERS GSERS ≈ s 2 (véase figura 1.25b). Es evidente la notable influencia de la nanoestructura superficial en los valores obtenidos de GSERS para todo la región del espectro analizada, como manifiestan los puntos en la figura 1.25 al disminuir la longitud de corte inferior de las superficies fractales (indicativa de las escalas espaciales más pequeñas), incluso al mantener constante la dimensión fractal D y la rugosidad media d (esta última no está bien definida en fractales auto-afines, sino que depende de la longitud de la realización, cf. discusión en la referencia[53]). Los parámetros D (limitado a D ∈[1,2]) y tienen también gran repercusión en los factores de intensificación, como se ha comprobado al disminuir 44

Ampli_plas_01.indd 44

02/07/14 13:45

Plasmones de superficie localizados en nanoestructuras metálicas

D (D = 1,2, no mostrado aquí) y d (véase figura 1.25), en tanto en cuanto afectan a la mayor (D ≈ 2) o menor (D ≈ 1) presencia de escalas espaciales pequeñas (nanométricas), y a su intensidad global (mayor d). Volviendo a los resultados de la figura 1.26b, cabe resaltar, cuantitativamente, que se alcanzan valores promedio, log10 ∼ 4, y máximos (asociados a excitaciones ópticas localizadas), log10 GSERS ∼ 9, consistentes con valores inferidos de experimentos SERS (convencionales y de detección de moléculas aisladas, respectivamente) para substratos metálicos nanoestructurados con parámetros de rugosidad comparables. En cuanto a la estadística del campo EM superficial, hay que destacar que los cálculos indican que debe ser del tipo exponencial negativa en notable acuerdo con las medidas experimentales realizadas por microscopía óptica de campo cercano[55]. Por otro lado, se han propuesto nuevos substratos SERS de estadística controlada sobre la base de cálculos de factores de intensificación para superficies rugosas con función de correlación gaussiana (con tamaños asociados por debajo de 100 nm); esto se desprende, lógicamente, del hecho probado de que la clave para la intensificación de los campos EM locales no es otra que la presencia de elevada rugosidad a escala nanométrica, con independencia de la forma concreta de las funciones de correlación de dicha rugosidad.

A)

B)

Figura 1.26. A) Imágenes de la distribución de intensidad de campo eléctrico cercano (en escala logarítmica) para un haz incidente (polarización p, l = 633 nm, ángulo de incidencia qi = 0°) sobre una realización de una superficie de plata con correlación gaussiana (longitud de correlación a = 25,7 nm, desviación cuadrática media de alturas d = 128 nm, y longitud total iluminada L = 5,14 mm) en un área 0,5 × 0,5 mm2, donde se observan PPS localizados en c) un surco o d) una cresta, ampliados [60 × 60 nm2] en a) y b), respectivamente, con los vectores de Poynting asociados. El perfil superficial aparece sobre-impresionado como una curva blanca. La escala de niveles de gris se extiende desde (negro) log10 s = −2 en a) y b), o desde log10 s = 0 en c) y d), hasta 3 (blanco). B) Imágenes análogas a las de A), pero para defectos gaussianos de semianchura A = 25,7 nm y altura h = ± 257 nm (con incidencia qi = 40°). Los niveles de gris se extienden desde log10 s = −1 (negro) hasta 2 (blanco). Figura tomada de la ref. [56].

45

Ampli_plas_01.indd 45

02/07/14 13:45

Amplificación plasmónica de espectros Raman y de fluorescencia

Un aspecto importante en relación con estas excitaciones ópticas localizadas es su origen físico. Se ha demostrado en sistemas cuasi-estáticos desordenados (por ejemplo, agregados submicrométricos de nanopartículas metálicas) que pueden ser debidas a resonancias asociadas a localización de Anderson de plasmones de partícula[55]. Sin embargo, en interfases metálicas nanoestructuradas que soporten PPS, todo apunta a otro mecanismo como responsable de las excitaciones ópticas localizadas (véase figura 1.26a, donde se muestran sendos ejemplos de excitaciones tipo surco, cuasi-dipolar, y cresta, cuasi-monopolar, siendo estas últimas las más intensas y abundantes). Esto ha sido analizado de manera detallada demostrando que la localización espacial de PPS en estos sistemas obedece a la excitación de resonancias PPS de forma[56] (véase figura 1.26b, donde se observa la marcada similitud con las excitaciones ópticas localizadas en interfases aleatorias de la figura 1.26a); las resonancias debidas a la localización de Anderson se han descartado por el fuerte impacto negativo que las pérdidas radiativas PPS-fotón tienen sobre este proceso. REFERENCIAS [1] Herzberg, G. Molecular Spectra and Molecular Structure. II Infrared and Raman Spectra of Polyatomic Molecules, D. Van Nostrand Co., Inc., Princeton, N. J. 1945. [2] Herzberg, G. Molecular Spectra and Molecular Structure. I Spectra of Diatomic Molecules, D. Van Nostrand Co., Inc, Princeton, N. J., 1950. [3] Herzberg, G. Molecular Spectra and Molecular Structure. III Electronic Spectra and Electronic Structure of Polyatomic Molecules, D. Van Nostrand Co., Inc., Princeton, N. J. 1966. [4] Diem, M. Modern Vibrational Spectroscopy, John Wiley & Sons, New York, 1993. [5] Nakamoto, K. Infrared and Raman spectra of inorganic and coordination compounds. Part A: Theory and applications in inorganic chemistry, John Wiley & Sons, Inc, New York, 1997. [6] Wilson, J. E. B., Decius, J. C. y Cross, P. C. Molecular Vibrations; The Theory Of Infrared And Raman Vibrational Spectra, McGraw-Hill, New York, 1955. [7] Bolkenshtein, M. B., Gribov, L. A., Eliashevich, M. A. y Stepanov, B. I. Molecular Vibrations, Nauka, Moscow, 1972. [8] Decius, J. C. y Hexter, R. M . Molecular Vibrations in Crystals, McGraw-Hill, New York, 1977. [9] Noguez, C. «Surface Plasmons on Metal Nanoparticles: The Influence of Shape and Physical Environment». Journal of Physical Chemistry C. 111 (2007), pp. 3806-3819. [10] Moskovits, M. «Surface-Enhanced Spectroscopy». Reviews of Modern Physics. 57 (1985), pp. 783-826. [11] Kelly, K. L., Coronado, E., Zhao, L. L. y Schatz, G. C. The Optical Properties of Metal Nanoparticles: «The Influence of Size, Shape, and Dielectric Environment». Journal of Physical Chemistry B. 107 (2003), pp. 668-677. [12] Aroca, R. Surface-enhanced Vibrational Spectroscopy, John Wiley & Sons, Chichester, 2006.

46

Ampli_plas_01.indd 46

02/07/14 13:45

Plasmones de superficie localizados en nanoestructuras metálicas [13] Le Ru, E. C. y Etchegoin, P. G. Principles of Surface Enhanced Raman Spectroscopy (and related plasmonic effects), Elsevier, Amsterdam, 2009. [14] Levine, I. N. Quantum Chemistry, Allyn and Bacon, Boston, New York, 1970. [15] DeKock, R. L. y Gray, H. B. Chemical Structure and Bonding, Teh Benjamin/Cummings Pub. Co., Inc, Menlo Park, California, 1980. [16] Kreibig, U. y Vollmer, M. Optical Properties of Metal Clusters. (Springer Series in Materials Science 25), 1995. [17] Li, J., Li, X., Zhai, H.-J. y Wang, L.-S. «Au20: A Tetrahedral Cluster». Science. 299 (2003), pp. 864-867. [18] Zhao, L., Jensen, L. y Schatz, G. C. «Pyridine-Ag20 Cluster: A Model System for Studying Surface-Enhanced Raman Scattering». Journal of the American Chemical Society. 128 (2006), pp. 2911-2919. [19] Zhao, L. L., Jensen, L. y Schatz, G. C. «Surface-Enhanced Raman Scattering of Pyrazine at the Junction between Two Ag20 Nanoclusters». Nano Letters. 6 (2006), pp. 1229-1234. [20] Scholl, J. A., Koh, A. L. y Dionne, J. A. «Quantum plasmon resonances of individual metallic nanoparticle». Nature. 483 (2012), pp. 421-427. [21] Klingshirn, C. F. Semiconductor Optics, Springer-Verlag, Berlin, 1997. [22] Mie, G. «Contributions to the Optics of Turbid Media, Especially Colloidal Metal Solutions». Annalen der Physik. 25 (1908), pp. 377-445. [23] Mie, G. «The Optical Properties of Colloidal Gold Solutions». Physik Z. 8 (1908), p. 769. [24] Maier, S. A. Plasmonics: Fundamentals and Applications, Springer, New York, 2007. [25] Asano, S. y Sato, M. «Light-Scattering by Randomly Oriented Spheroidal Particles». Applied Optics. 19 (1980), pp. 962-974. [26] Lind, A. C. y Greenberg, J. M. «Electromagnetic Scattering by Obliquely Oriented Cylinders». Journal of Applied Physics. 37 (1966), pp. 3195-3204. [27] Bohren, C. F. y Huffman, D. R. «Absorption and Scattering of Light by Small Particles», Wiley Interscience, New York, 1983. [28] Ross, D. J. «Optical Properties of Nanostructures and Applications to Surface-Enhanced Spectroscopy», Physics, University of Windsor, Windsor, 2009, p. 238. [29] Schatz, G. C. y Van Duyne, R. P. «Electromagnetic mechanism of surface-enhanced spectroscopy». En Chalmers, J. M. y Griffiths, P. R. (eds.), Handbook of Vibrational Spectroscopy, John Wiley & Sons, Ltd, 2002, pp. 759-774. [30] Kerker, M., Wang, D. S. y Chew, H. «Surface Enhanced Raman-Scattering (SERS) by Molecules Adsorbed at Spherical-Particles». Applied Optics. 19 (1980), pp. 41594173. [31] Xu, H. X. y Kall, M. «Surface-plasmon-enhanced optical forces in silver nanoaggregates». Physical Review Letters. 89 (2002), p. 246802. [32] Kerker, M. The Scattering of Light and other Electromagnetic Radiation, Academic, New York, 1969. [33] Yurkin, M. A. y Hoekstra, A. G. «The discrete dipole approximation: An overview and recent developments». Journal of Quantitative Spectros eopy and Radiative Transfer. 106 (2007), pp. 558-589.

47

Ampli_plas_01.indd 47

02/07/14 13:45

Amplificación plasmónica de espectros Raman y de fluorescencia [34] Pernice, W. H. P. «Finite-Difference Time-Domain Methods and Material Models for the Simulation of Metallic and Plasmonic Structures». Journal of Computational and Theoretical Nanoscience. 7 (2011), pp. 1-14. [35] Coccioli, R., Itoh, T., Pelosi, G. y Silvester, P. P. «Finite-element methods in microwaves: a selected bibliography». IEEE Antennas and Propagation. 38 (Dec 1996), pp. 34-48. [36] Giannini, V., Sánchez-Gil, J. A., García-Ramos, J. V. y Méndez, E. R. «Collective electromagnetic emission from molecular layers on metal nanostructures mediated by surface plasmons». Physical Review B. 75 (2007), p. 235447. [37] Purcell, E. M. y Pennypacker, C. R. «Scattering and absorption of light by nonspherical dielectric grains». The Astrophysical Journal. 186 (1973), pp. 705-714. [38] Myroshnychenko, V., Carb-Argibay, E., Pastoriza-Santos, I., Pérez-Juste, J., Liz-Marzan, L. M. y de Abajo, F. J. G. «Modeling the Optical Response of Highly Faceted Metal Nanoparticles with a Fully 3D Boundary Element Method». Advanced Materials. 20 (2008), pp. 4288-4293. [39] Mishchenko, M. I., Travis, L. D. y Lacis, A. A. Scattering, Absorption and Emission of Light by Small Particles, Cambridge U. Press, Cambridge, 2002. [40] Giannini, V. y Sánchez-Gil, J. A. «Calculations of light scattering from isolated and interacting metallic nanowires of arbitrary cross section by means of Green’s theorem surface intergral equations in parametric form». Journal of the Optical Society of America A. 24 (2007), pp. 2822-2830. [41] Rodríguez-Oliveros, R. y Sánchez-Gil, J. A. «Localized surface-plasmon resonances on single and coupled nanoparticles through surface integral equations for flexible surface». Optics Express. 19 (2011), pp. 12208-12219. [42] Palik, E. D. (ed.). Handbook of Optical Constants of Solids, Academic Press, 1997. [43] Muskens, O. L., Giannini, V., Sánchez-Gil, J. A. y Rivas, J. G. «Strong enhancement of the radiative decay rate of emitters by single plasmonic nanoantennas». Nano Letters. 7 (2007), pp. 2871-2875. [44] Rodríguez-Oliveros, R. y Sánchez-Gil, J. A. «Gold nanostars as thermoplasmonic nanoparticles for optical heating». Optics Express. 20 (2012), pp. 621-626. [45] Tassadit, A., Macias, D., Sánchez-Gil, J. A., Adam, P. M. y Rodríguez-Oliveros, R. «Metal nanostars: Stochastic optimization of resonant scattering properties». Superlattices and Microstructures. 49 (2011), pp. 288-293. [46] Giannini, V., Rodríguez-Oliveros, R. y Sánchez-Gil, J. A. «Surface Plasmon Resonances of Metallic Nanostars/Nanoflowers for Surface-Enhanced Raman Scattering». Plasmonics. 5 (2010), pp. 99-104. [47] Novotny, L. y Van Hulst, N. «Antennas for light». Nature Photonics. 5 (2011), pp. 83-90. [48] Muskens, O. L., Giannini, V., Sánchez-Gil, J. A. y Rivas, J. G. «Optical scattering resonances of single and coupled dimer plasmonic nanoantennas». Optics Express. 15 (2007), pp. 17736-17746. [49] Gjonaj, B., Aulbach, J., Johnson, P. M., Mosk, A. P., Kuipers, L. y Lagendijk, A. «Active spatial control of plasmonic fields». Nature Photonics. 5 (2011), pp. 360-363. [50] Raether, H. Surface Polaritons on Smooth and Rough Surfaces and on Gratings. (1988).

48

Ampli_plas_01.indd 48

02/07/14 13:45

Plasmones de superficie localizados en nanoestructuras metálicas [51] Otto, A. «Excitation of nonradiative surface plasma waves in silver by the method of frustrated total reflection». Zeitschrift fur Physik. 216 (1968), pp. 398-410. [52] Willets, K. A. y Van Duyne, R. P. «Localized surface plasmon resonance spectroscopy and sensing». Annual Reviews of Physical Chemistry. 58 (2007), pp. 267-297. [53] Sánchez-Gil, J. A. y García-Ramos, J. V. «Calculations of the direct electromagnetic enhancement in surface enhanced Raman scattering on random self-affine fractal metal surfaces». Journal of Physical Chemistry. 108 (1998), pp. 317-325. [54] Sánchez-Gil, J. A. y García-Ramos, J. V. «Local and average electromagnetic enhancement in surface-enhanced Raman scattering from self-affine fractal metal substrates with nanoscale irregularities». Chemical Physics Letters. 367 (2003), pp. 361-366. [55] Bozhevolnyi, S. y Coello, V. «Statistics of local field intensity enhancements at nanostructured surfaces investigated with a near-field optical microscope». Physical Review B. 64 (2001), p. 115414. [56] Sánchez-Gil, J. A. «Localized surface-plasmon polaritons in disordered nanostructured metal surfaces: Shape versus Anderson-localized resonances». Physical Review B. 68 (2003), p. 113410.

49

Ampli_plas_01.indd 49

02/07/14 13:45

Ampli_plas_01.indd 50

02/07/14 13:45

CAPÍTULO 2

Espectroscopía Raman y su amplificación por plasmones localizados en nanoestructuras metálicas 2.1.

INTRODUCCIÓN

La espectroscopía vibracional proporciona las huellas digitales de los sistemas estables de núcleos (dos o más) y electrones, es decir, moléculas diatómicas o poliatómicas, iones moleculares y radicales libres, y es, por tanto, la herramienta básica para el estudio, caracterización y sistematización de sistemas moleculares en diversos campos de la ciencia. Existe una gran versatilidad de métodos físicos para determinar las vibraciones moleculares usando neutrones, electrones o fotones. La absorción y el scattering inelástico de fotones dan lugar a dos técnicas fundamentales y complementarias: la espectroscopía infrarroja y la espectroscopía Raman. El scattering de la luz es un proceso físico que consiste en la interacción de un cuanto de luz (luz primaria) con moléculas, agregados moleculares, iones moleculares o cristales, dando lugar a la generación de un cuanto de luz secundario que se diferencia del primario en su fase, polarización, e incluso en la energía. Es importante recalcar que el proceso de scattering tiene lugar en un tiempo extremadamente corto (casi instantáneo). Considerando la energía de la luz primaria, se observan dos procesos: el scattering elástico, que genera una radiación (luz secundaria) con la misma energía y el scattering inelástico que genera luz secundaria con energía diferente. En general, el scattering elástico de la interacción de la luz con partículas de materia de diferente tamaño da lugar a fenómenos experimentales que se clasifican de acuerdo con la naturaleza y el tamaño de dichas partículas. Si se trata de moléculas, el scattering elástico se llama scattering de Rayleigh. Para nanopartículas se habla de scattering de Mie, y para micropartículas, el fenómeno se conoce como scattering de Tyndall. Para tamaños macroscópicos se conocen como reflexión especular, refracción, reflexión múltiple o reflexión difusa. En este capítulo nos limitamos a las interacciones de la luz primaria con moléculas, es decir, scattering elástico de Rayleigh y el correspondiente scattering inelástico. El proceso Rayleigh nos proporciona una explicación de porqué el cielo es azul. Esto se debe a que para frecuencias más altas el scattering es más intenso, ya que el fenómeno es proporcional a la cuarta potencia de la frecuencia (w4). Por otro lado, el fenómeno inelástico implica que la frecuencia de la luz primaria es diferente de la de la luz secundaria. Este efecto fue predicho teóricamente en 1923 by Smekal[1]. Sin embargo, su observación experimental en líquidos no se publicó hasta el 31 de marzo de 1928, en una carta a la revista Nature, de los autores C. V. Raman y K. S. Krishnan, titulada A New Type of Secondary Radiation[2]. Meses después, Landsberg y Mandelstam en Rusia observan el fenómeno de cambio de frecuencia en el estado sólido, lo que se publica en Die Naturwissenschaften, el 13 de julio de 1928[3]. En la excelente recopilación de Derek Long[4] se puede leer un recuento histórico deta51

Ampli_plas_02.indd 51

02/07/14 13:45

Amplificación plasmónica de espectros Raman y de fluorescencia

llado de estos hechos. El scattering inelástico, se conoce hoy como efecto Raman[4]. Este efecto explica el desplazamiento de la frecuencia, o longitud de onda (radiación secundaria) de una pequeña fracción de la radiación incidente dispersada por las moléculas, respecto de la frecuencia de la radiación primaria. En particular, durante la interacción de la luz primaria con la molécula puede haber transferencia de energía vibracional y/o rotacional, por lo que se puede detectar una radiación secundaria de mayor o menor energía. Las diferencias de energía entre la radiación primaria y la secundaria corresponden a las energías moleculares vibracionales o rotacionales. Si se usa una radiación monocromática como luz primaria de excitación, se observaran las diferencias, o espectros Raman vibracional, rotacional o roto-vibracional[5]. Los espectros Raman nos proporcionan una formidable cantidad de información acerca de la naturaleza química o estructural de las moléculas responsables de la dispersión, o de sus interacciones con otras moléculas o con el medio en que se encuentran. Así, la espectroscopía Raman nos proporcionará información acerca de la estructura, simetría, enlace y entorno electrónico de una molécula. En este capítulo comenzaremos con una introducción a la espectroscopía Raman y a la instrumentación básica, lo que ayudará a entender la gran versatilidad de la técnica; luego dedicaremos un espacio reducido a diversas técnicas Raman y nos adentraremos en la espectroscopía Raman amplificada por superficies metálicas (SERS). Sin embargo, es necesario recalcar que hay otros procesos ópticos que también generan radiación secundaria, aunque la diferencia está en el tiempo, pues se trata de procesos «lentos». Entre ellos destaca la fotoluminescencia, en la cual la producción de radiación secundaria es retardada en el tiempo, puesto que la radiación primaria es absorbida con la consiguiente formación de un estado excitado de la molécula o agregado molecular, el cual emite, pasado un cierto tiempo, una radiación secundaria que se conocen como fluorescencia y fosforescencia. La fluorescencia también permite adquirir información sobre los estados vibracionales del estado electrónico fundamental. 2.2.

PRINCIPIOS BÁSICOS DE LA ESPECTROSCOPÍA RAMAN

El objeto de estudio son las moléculas. Una molécula es simplemente un conjunto de núcleos y electrones, energéticamente estable, y que, por tanto, puede existir como una unidad independiente bajo condiciones termodinámicas apropiadas. En virtud de su tamaño, las moléculas son objetos cuánticos y, por tanto, se caracterizan por un conjunto de niveles de energía. En orden decreciente de energía estos se pueden clasificar en niveles de energía electrónicos, vibracionales y rotacionales. Cada nivel electrónico contiene subniveles vibracionales y rotacionales. Esto se ilustra en la figura 2.1 para el caso de dos estados electrónicos con estructura vibracional. En la figura 2.1 se agregan estados virtuales (EV), necesarios para la explicación del efecto Raman. Los niveles de energía de una molécula, que nos proporciona la mecánica cuántica, permiten predecir la región del espectro electromagnético en la que se observan las transiciones espectroscópicas. Estas transiciones son dinámicas y surgen 52

Ampli_plas_02.indd 52

02/07/14 13:45

Espectroscopía Raman y su amplificación por plasmones localizados en nanoestructuras metálicas

Estado excitado

Rayleigh

Energía

Estados virtuales

Raman stokes

Raman anti-stokes

Raman resonante

S1

v =1 v =0

S0 Luz incidente

Fluorescencia

Figura 2.1. Diagrama de los niveles energéticos, electrónicos, con estructura vibracional y estados virtuales. Las abreviaturas corresponden a los siguientes estados: vibracional fundamental (v = 0), vibracional excitado (v = 1), electrónico fundamental singlete (S0), electrónico excitado singlete (S1).

como producto de la interacción entre la luz y la materia (moléculas). El intervalo de la radiación electromagnética (o luz)[6] de interés para la espectroscopía Raman va desde la radiación ultravioleta a la radiación infrarroja cercana, pasando por la radiación visible. La radiación electromagnética se caracteriza por su longitud de onda l (en nanómetros), o su frecuencia n (en Hertz o seg−1). Desde luego, estas interacciones pueden ser tratadas rigurosamente usando mecánica cuántica. Sin embargo, la electrodinámica clásica proporciona un modelo físico claro, que permite explicar la mayor parte de las observaciones bajo el punto de vista de la óptica[7]. En óptica, un rayo de luz está compuesto por un campo eléctrico y otro magnético, perpendiculares entre sí, que oscilan periódicamente en el espacio y en el tiempo. Si tenemos en cuenta que las moléculas son sistemas estables de electrones y núcleos, y que ambos poseen propiedades eléctricas y magnéticas, es natural que las moléculas y la luz interactúen. En espectroscopía comúnmente se adopta el modelo físico de una onda para la luz formada por campos eléctricos y magnéticos uniformes, lo cual permite limitar las interacciones entre la molécula y dichos campos uniformes. La molécula, por otra parte, se representa por una expansión multipolar, en que cada término da cuenta de las asimetrías en la distribución de carga: momento dipolar, momento cuadrupolar, etc. El momento dipolar es el término más importante en la espectroscopía de absorción, emisión y scattering. Es decir, es el modelo físico más eficiente para emitir, absorber o para el scattering de la luz. Lo que se conoce como «teoría clásica» de la espectroscopías de Rayleigh y Raman está basada en aproximaciones introducidas por Placzek (1934)[4] y que se siguen usando en la literatura. El campo eléctrico oscilante de la radiación electromagnética genera un dipolo, p, el cual será también función de la frecuencia, 53

Ampli_plas_02.indd 53

02/07/14 13:45

Amplificación plasmónica de espectros Raman y de fluorescencia

p = aE, donde p y E son vectores y la polarizabilidad a es un tensor de primer rango. En realidad, este es solo el primer término, también el más grande, de una serie en potencias de E, en las que la polarizabilidad es el primer coeficiente y viene seguido por tensores de rango superior, como la hiperpolarizabilidad (tensor de rango dos) y la segunda hiperpolarizabilidad, que dan origen a los efectos Raman no lineales. En este libro solo nos limitamos a los términos lineales, i. e., el origen del efecto Raman inducido por láseres de baja potencia. Por tanto, los tres componentes del vector momento dipolar inducido p son: px = axxEx + axyEx + axzEz py = ayxEx + ayyEy + ayzEz

(2.1)

pz = azxEx + azyEz + azzEz en forma matricial: ⎡ px ⎤ ⎛α xx α xy α xz⎞ ⎡E x ⎤ ⎢ ⎥ ⎜ ⎟⎢ ⎥ ⎢ py ⎥ = ⎜α yy α yy α yz⎟ ⎢E y ⎥ ⎢ ⎥ ⎜ ⎟⎢ ⎥ ⎢⎣ pz ⎥⎦ ⎝α zx α zy α zz ⎠ ⎢⎣E z ⎥⎦

(2.2)

La matriz que representa la polarizabilidad en el equilibrio puede representarse por a0. Para resolver las ecuaciones del sistema mecánico es conveniente fijar el sistema de coordenadas en la molécula, de tal manera que la molécula pueda vibrar libremente; pero las rotaciones son automáticamente eliminadas[8, 9]. El estado electrónico fundamental de una molécula estable define una configuración de equilibrio. Para esta configuración de equilibrio se establece un valor del tensor polarizabilidad y del momento dipolar. Las variaciones infinitesimales de esta configuración de equilibrio debido a las vibraciones internas serán la causa y el origen de las intensidades de los espectros Raman (polarizabilidad) e infrarrojo (momento dipolar). Estas variaciones de los elementos del tensor de polarizabilidad con cada modo de vibración puede expresarse en una serie de Taylor con respecto a un conjunto de coordenadas vibracionales llamadas coordenadas normales de vibración[4, 10]; ⎛ ∂α pσ ⎞ 1 ⎛ ∂2α pσ ⎞ α pσ = (α pσ )0 + ∑ ⎜ Q + QkQl ... ∑ k ⎟ 2 k ,l ⎜⎝ ∂Qk ∂Ql ⎟⎠ k ⎝ ∂Qk ⎠ 0

(2.3)

La ecuación (2.3) es válida para cada uno de los elementos del tensor de la polarizabilidad (2.2). El primer término en (2.3) corresponde al valor del elemento del tensor de la polarizabilidad en el equilibrio. Q, representa la coordenada normal de la vibración; en una molécula no-lineal hay 3N − 6 coordenadas normales, una por cada modo normal de vibración, en que N representa el número 54

Ampli_plas_02.indd 54

02/07/14 13:45

Espectroscopía Raman y su amplificación por plasmones localizados en nanoestructuras metálicas

total de núcleos en la molécula. Los términos que contienen las primeras derivadas con respecto de las coordenadas normales, son los responsables de las intensidades Raman que pueden observarse para cada modo vibracional fundamental (3N − 6 en total). Por otra parte las segundas derivadas están relacionadas con el origen de combinaciones y sobretonos en el espectro Raman. Por conveniencia, se introduce la siguiente nomenclatura: ⎛ ∂α pσ ⎞ (α ′pσ )k = ⎜ ⎝ ∂Qk ⎟⎠

(2.4)

Así, estas derivadas formarán un nuevo tensor, llamado tensor de derivadas de la polarizabilidad, uno por cada modo vibracional: a′k. El tensor total para cada modo vibracional k, incluyendo el tensor para el equilibrio y el de las derivadas, tendrá elementos iguales a: (aps)k = (aps)0 + (a′k)kQk

(2.5)

Al trabajar con la aproximación armónica, la dependencia de las coordenadas normales con el tiempo puede expresarse por Qk = Qk0cos(wkt). Por otra parte, el campo eléctrico incidente puede ser el de una onda plana simple: E = E0cos(w0t). En ambos casos se han simplificado las expresiones sin incluir el factor de fase. El momento dipolar inducido p, puede escribirse ahora para cada modo de vibración en términos de los tensores de la polarizabilidad: p = a0E0 cos(w0t) + a′k E0Qk0 cos(wkt) cos(w0t)

(2.6)

Con la ayuda de la identidad trigonométrica para el producto de cosenos, obtenemos los tres componentes del dipolo oscilante que interesan: p = p(w0) + p(w0 − wk) + p(w0 + wk)

(2.7)

El primer término en (2.7) es responsable del scattering Rayleigh, el segundo es el origen del scattering Raman Stokes y el tercero el del scattering Raman antiStokes. Estas tres señales se pueden ver en la figura 2.2. Debe recordarse que el tensor a0 o aRayleigh es siempre distinto de cero; en otras palabras, el scattering Rayleigh debe observarse en todos los casos. Por el contrario, el scattering proveniente de cualquiera de los otros dos dipolos inducidos requiere que por lo menos uno de los elementos en el tensor de las derivadas de la polarizabilidad o tensor Raman (a′k o aRaman), sea diferente de cero. En todo el tratamiento anterior se desprecia el efecto que podría tener el factor de fase en la dependencia con el tiempo, es decir, se debería considerar la coordenada normal en la forma: Qk = Qk0 cos(wkt + dk)

(2.8) 55

Ampli_plas_02.indd 55

02/07/14 13:45

Amplificación plasmónica de espectros Raman y de fluorescencia

Rayleigh Raman Anti-Stokes

Raman Stokes

wluz wluz + wvibración

0

wluz − wvibración

Figura 2.2. Scattering Raman con componente Stokes y anti-Stokes, y scattering Rayleigh.

En la expresión (2.4) se puede apreciar que el scattering Rayleigh se observará en fase con la radiación electromagnética incidente. Sin embargo, si se considera un conjunto de moléculas, el scattering Raman podrá tener una relación aleatoria de su fase con respecto a la de la radiación incidente. Esto último es una consecuencia de haber fijado el sistema de coordenadas en cada molécula de tal manera, que sus orientaciones en el espacio son arbitrarias. Como consecuencia de ello, los dk serán distintos para diferentes moléculas del mismo conjunto. Así, el scattering Raman de un conjunto es incoherente, i.e., cada molécula tiene su propia emisión, la cual es independiente de su posición en el espacio. Después de resolver el problema del origen del espectro Raman, queda por explicar la parte más difícil: qué modos normales de vibración serán activos en los espectros Raman. Para responder a esta pregunta, será necesario recurrir a la formulación mecáno-cuántica del problema. El problema a resolver es encontrar un método que permita distinguir o encontrar los elementos del tensor de las derivadas de la polarizabilidad que son distintos de cero para una determinada vibración molecular. En Raman, la molécula es tratada cuánticamente; sin embargo, la onda electromagnética incidente se considera en su forma clásica. Como los núcleos tienen una masa muy superior a la de los electrones, en una primera aproximación se asume que los núcleos están estáticos, permitiendo así que su movimiento pueda introducirse más tarde como una perturbación[11]. Esto constituye lo que se conoce como la aproximación adiabática, que permite separar el hamiltoniano molecular en una parte electrónica y otra nuclear o vibracional[12] Al resolver la ecuación de Schrödinger, la perturbación formará parte del operador de energía potencial. Es decir, que para cada estado electrónico estable (con un mínimo de energía), se resuelve la ecuación de onda vibracional con un hamiltoniano que contiene un operador de la energía cinética de los núcleos y el operador de energía potencial que representa el campo de potencial en el que se mueven los núcleos. Si se asume que los núcleos se mueven 56

Ampli_plas_02.indd 56

02/07/14 13:45

Espectroscopía Raman y su amplificación por plasmones localizados en nanoestructuras metálicas

como si fueran osciladores armónicos simples en torno a sus posiciones de equilibrio, la solución del problema mecano-cuántico es la que se conoce para el oscilador armónico y las funciones de onda se pueden representar como un producto de funciones de onda mono-vibracionales, donde cada una de ellas será función de una coordenada normal:

ψ Vibrational = ψ 1(Q1)ψ 2 (Q2 ) ... ψ k (Qk ) ... =

∏ψ k k

(2.9)

El hamiltoniano de los modos de vibración fundamentales corresponde a la suma de osciladores armónicos simples. ⎤ 1 3N −6 ⎡ ∂2 + Qk2 ⎥ ω k Hˆ =
∑ ⎢− 2 2 k =1 ⎣ ∂Q ⎦

(2.10)

La energía total de la molécula depende los números cuánticos de cada oscilador armónico k; vk = 0, 1, 2, ... 1⎞ ⎛ E Vibrational = ∑
ω k ⎜ vk + ⎟ ⎝ 2⎠ k

(2.11)

Una de las propiedades más importantes de los estados vibracionales es que pueden clasificarse de acuerdo con sus propiedades de simetría, y esto será lo que nos permita encontrar una solución simple para determinar la actividad de las vibraciones en Raman (o su actividad en infrarrojo). El resultado se conoce como «reglas de selección» para los espectros vibracionales. Las transiciones en el espectro vibracional se establecen entre dos estados vibracionales interconectados por un operador. Si yk y y1 son las funciones propias de dos estados vibracionales del mismo oscilador (estados no-degenerados), la transición asociada con el operador del momento dipolar eléctrico ˆp es permitida (activa) si y solo si el elemento de matriz pkl = ∫y*1 ˆpykdv, es diferente de cero. Esta es la formulación más general de la regla de selección para transiciones del momento dipolar[13]. Para una determinada configuración del equilibrio, cada estado vibracional y el operador pertenecen a una representación irreducible del grupo de simetría molecular. Como consecuencia, la transición entre dos estados vibracionales será permitida si contiene la representación totalmente simétrica del grupo puntual de la molécula; en caso contrario, será prohibida. Es decir, la regla de selección se puede formular en términos de las especies de simetría usando el producto directo: Γ(yl ) × Γ(yk) × Γ(pˆ)

(2.12)

En las aplicaciones prácticas, la reducción de los productos directos se puede obtener directamente de la tabla de caracteres de los grupos puntuales, indicando 57

Ampli_plas_02.indd 57

02/07/14 13:45

Amplificación plasmónica de espectros Raman y de fluorescencia

la actividad en los espectros infrarrojos y Raman[10]. Es decir, la representación irreducible de los componentes del dipolo de transición Γ(w) en el espectro infrarrojo y los componentes de la polarizabilidad asociados con la transición en el espectro Raman, Γ(a) vienen dados en las tablas de caracteres. Por ejemplo, de la tabla de caracteres del grupo puntual D2h, podemos extraer que: Γ(m) = B1u + B2u + B3u y Γ(a) = 3Ag + B1g + B2g + B3g

(2.13)

Además, es importante recordar que si las tablas de caracteres se usan directamente como se dan en los textos, se está aceptando que la orientación molecular es aleatoria. Una orientación fija en una superficie metálica (como podría darse en el caso del SERS), es sensible al estado de la polarización de la radiación electromagnética incidente (a la dirección del vector del campo eléctrico en el espacio), generando las llamadas reglas de selección de superficie[14, 15]. Esta es una situación comparable a lo estudiado y utilizado en el estado sólido para estructuras cristalinas[13]. Las reglas de selección de superficie serán discutidas más adelante para casos específicos. Para obtener espectros Raman en el laboratorio se usa comúnmente radiación electromagnética monocromática proveniente de un láser, una fuente de luz no divergente, con una frecuencia definida y una polarización y potencia conocidas. Las propiedades de la polarización de la dispersión elástica e inelástica para diferentes geometrías se resumen en la bibliografía en forma de tablas muy útiles para la planificación experimental[4]. Con la ayuda de la mecánica cuántica (teoría de perturbación de segundo orden), se obtienen expresiones para las transiciones correspondientes al momento dipolar de primer orden [análogo con (2.1)], y los correspondientes componentes de la polarizabilidad de transición para el scattering Rayleigh y Raman[4]. Una forma simplificada de estos componentes es: (α pσ )kl =

(

)(

) (

)(

⎧ l pˆρ r r pˆσ k l pˆσ r r pˆρ k 1 ⎪ + ⎨ ∑ ω rl + ω 0 + iγ r
r ≠k ,l ⎪ ω rk − ω 0 − iγ r ⎩

) ⎫⎪⎬ ⎪⎭

(2.14)

donde wrk = wr − wk, y r es un estado virtual intermedio (véase figura 2.1). Cuando la frecuencia correspondiente a un estado virtual intermedio es mayor que wk, pero no está cerca de la resonancia con alguno de los estados electrónicos de la molécula, estamos en presencia de lo que se define como efecto Raman normal (RS). Sin embargo, cuando el estado intermedio está en resonancia con un estado electrónico molecular, tenemos un fenómeno físico llamado efecto Raman resonante (RRS)[16]. Para terminar este apartado, es necesario introducir una forma cuantitativa que dé cuenta de la eficiencia del efecto Raman y que permita compararlo directamente con los otros procesos ópticos. Esto se logra a través de la sección eficaz (s), una medida que refleja la eficiencia de la partícula en cuestión (molécula o nanopartícula) para generar una señal de absorción, emisión o scattering. El concepto viene 58

Ampli_plas_02.indd 58

02/07/14 13:45

Espectroscopía Raman y su amplificación por plasmones localizados en nanoestructuras metálicas

de la teoría de colisiones, en la que la eficiencia es proporcional a la superficie de cm2 , en el sistema internaciola partícula y la sección eficaz s se expresa en (partícula) 2 m . Sin embargo, en la literatura se usan cm2 o Å2. La sección nal sería en (partícula) cm2 , y es, por definición, función de la eficaz Raman, sR, se expresa en (molécula) frecuencia de excitación. La sección eficaz Raman es proporcional al cuadrado de la derivada de la polarizabilidad de una determinada transición vibracional m → n, ⎛ ∂α ⎞ α ′ = ⎜ ⎟ , y a la cuarta potencia de la correspondiente frecuencia: sR = Cw4S a′mn2, ⎝ ∂Q ⎠ donde C es una constante numérica. Experimentalmente, es frecuente determinar d σ ⎛ cm2 ⎞ la sección eficaz diferencial , donde Ω es el ángulo sólido y la sección d Ω ⎜⎝ sr ⎟⎠ eficaz está dada en unidades de área por unidad de ángulo sólido. Por ejemplo, la sección eficaz diferencial para la molécula del benceno[17] para una longitud de onda de excitación de 488 nm (20.492 cm−1) para la banda a 992 cm−1 es: dσ ⎛ cm2 ⎞ . = 3,65 × 10−29 ⎜ ⎝ sr ⎟⎠ dΩ Las secciones eficaces para vibraciones medidas en espectros Raman resonantea  son bastante mayores. Por ejemplo, para la molécula de rodamina los resultados  son[18], para una excitación a 532 nm, y para la banda a 1510 cm−1: dσ ⎛ cm2 ⎞ . = 2,3 × 10−24 ⎜ ⎝ sr ⎟⎠ dΩ El efecto Raman resonante tiene unas secciones eficaces de unos cinco órdenes de magnitud mayores que las del Raman normal. Los procesos de absorción y fluorescencia son aún más eficientes[19] con secciones eficaces que llegan a 10−22 y ⎛ cm2 ⎞ , respectivamente. El efecto Raman tiene enormes ventajas desde 10−18 ⎜ ⎝ molécula ⎟⎠ el punto de vista práctico, ya que se puede generar con distintas líneas de láseres, puesto que presenta la propiedad única de que el espectro sigue a la excitación. No necesita preparación de la muestra y su aplicación no destruye ni altera la muestra. Sin embargo, es muy ineficiente, debido a la baja sección eficaz. La amplificación del efecto Raman con plasmones localizados en nanopartículas metálicas viene a compensar este problema y eleva la técnica a un lugar privilegiado en intensidad absoluta de la señal espectroscópica. 2.3.

INSTRUMENTACIÓN

Los espectrómetros Raman se componen de ciertos elementos ópticos básicos que se ilustran en la figura 2.3. La instrumentación en Raman se ha desarrollado 59

Ampli_plas_02.indd 59

02/07/14 13:45

Amplificación plasmónica de espectros Raman y de fluorescencia

básicamente en dos direcciones. La espectroscopía Raman dispersiva[20] y la de transformada de Fourier o FT-Raman[21]. Las diferencias entre ambas estriban en la frecuencia del láser de excitación y en cómo se detecta y analiza el espectro Raman. La técnica dispersiva usa redes para dispersar la luz y tubos fotomultiplicadores o CCD (Charge Coupled Device) que tienen un amplio rango dinámico como detectores, Los instrumentos FT-Raman usan un interferómetro para procesar la señal. En ambos casos, lo más común es un instrumento que acopla un microscopio para conformar un equipo micro-Raman. El desarrollo de espectrómetros Raman con transformada de Fourier que utilizan láseres del infrarrojo cercano (NIR) a 1.064 nm, ha sido muy útil para eliminar la fluorescencia que tanto afecta a las señales Raman en el visible. Espectroscopía Raman dispersiva

Muestra

Selector de número de onda

Detector (PMT/CCD)

Fuente de radiación

Fuente Láser (NIR)

Espectroscopía FT-Raman

Muestra Separadores de rayos Espejo móvil

Detector

Espejo estacionario

Figura 2.3. Instrumentación Raman.

En términos generales, independientemente de los instrumentos Raman, pero dependiendo de la muestra, es posible registrar un espectro en cuestión de segundos. El análisis de un espectro Raman puede verse dificultado por una alta relación señal/ruido, por inestabilidad instrumental y/o por una resolución insuficiente. La innovación en detectores de alta sensibilidad junto con un acoplamiento de fibras ópticas y microscopios ha permitido mejorar la capacidad de análisis[22]. Se pueden utilizar diferentes tipos de láser como fuente de excitación, por ejemplo, Ar+ (488,0 y 514,5 nm), Kr+ (530,9 y 647,1 nm), He:Ne (632,8 nm), Nd:YAG (1.064 y 532 nm) y láseres de diodo (630 y 785 nm). El uso de la línea de excitación láser del NIR, 1.064 nm, asegura un efecto fluorescente mucho menor que usar láseres con longitudes de onda en el visible[23]. 60

Ampli_plas_02.indd 60

02/07/14 13:45

Espectroscopía Raman y su amplificación por plasmones localizados en nanoestructuras metálicas

Se ha logrado obtener información espectral acoplando a la espectroscopía Raman técnicas analíticas como la cromatografía líquida de alta presión (HPLC)[24], la microcromatografía[25], la microscopía de barrido por efecto túnel[26] y la microscopía de fuerza atómica (AFM)[27]. Esto ha significado poder realizar estudios espectrales de sistemas en concentraciones muy pequeñas, a nivel de trazas. Debido al desarrollo permanente en instrumentación Raman, hoy es posible obtener espectros mucho más rápidamente con equipos accesibles económicamente y de fácil manejo, que en el pasado reciente. Para el estudio de muestras, como, por ejemplo, farmacéuticas, geológicas y composites, donde existe una determinada o aleatoria distribución de componentes, se pueden estudiar construyendo imágenes o mapas de secciones de la muestra. El espectro Raman se registra sobre un área predeterminada de la muestra en una secuencia del conjunto con una resolución espacial definida. El conjunto de datos se muestra como una imagen con áreas de color específico para bandas de alta intensidad por lo general rojo, y de otro color, normalmente azul, para bandas de menor intensidad. La variación en color puede simplemente reflejar una diferencia en concentración del mismo material en toda la muestra o puede mostrar una variación en la composición química. Un programa específico del instrumento permite al usuario distinguir los espectros individuales y generar imágenes de distribución química de los componentes en la muestra. A continuación se describen algunas técnicas Raman y se profundiza en la espectroscopía Raman amplificada por superficies metálicas (SERS). 2.3.1. Técnicas Raman Si se considera que la sección eficaz del Raman normal es muy pequeña comparada con otras señales ópticas (por ejemplo, absorción), uno de los objetivos principales tiene relación con el aumento de la sensibilidad. Aparte de los múltiples avances técnicos para mejorar la sensibilidad de los aparatos, están los efectos ópticos que pueden amplificar la señal, en particular, el Raman resonante (RRS) y el Raman amplificado por superficie (SERS), o la combinación de ambos, Raman resonante amplificado por superficie (SERRS). Espectroscopía de resonancia Raman (RR) La longitud de onda de excitación coincide con una transición electrónica de una molécula o cristal, haciendo que los modos vibracionales asociados con el estado electrónico excitado sean enormemente amplificados (figura 2.1). Esto tiene utilidad cuando se estudian sistemas moleculares de gran tamaño como son los péptidos, los cuales podrían presentar centenas de bandas en el espectro Raman convencional. Esta técnica se puede acoplar con otras técnicas de separación (cromatografía y electroforesis) o de detección (ultravioleta)[28]. 61

Ampli_plas_02.indd 61

02/07/14 13:45

Amplificación plasmónica de espectros Raman y de fluorescencia

Raman resonante amplificado por superficie (SERRS) Esta espectroscopía resulta de una combinación de SERS y RRS obteniéndose valores extremos de amplificación de la señal Raman. La longitud de onda del láser de excitación no solamente coincide con la banda plasmónica de la nanoestructura metálica, sino que también con la longitud de onda de absorción de la molécula[29]. Hiper Raman Corresponde a un efecto no lineal en el que los modos vibracionales interactúan con el segundo armónico del haz de excitación. Para ello se requiere una potencia muy alta, pero permite la observación de los modos vibracionales que no son normalmente detectados. A menudo se basa en una potenciación de tipo SERS para incrementar la sensibilidad[30]. Espectroscopía Raman estimulada Dos fotones de ionización ultravioleta, aplicados después de la transferencia de población (pero antes de la relajación), permiten registrar el espectro Raman intramolecular o intermolecular de un gas o grupo molecular. Esta es una técnica útil para estudiar la dinámica molecular[31]. Espectroscopía Raman compensada espacialmente (SORS) Se obtiene la dispersión Raman se obtiene de regiones compensadas lateralmente fuera del punto láser de excitación, lo que disminuye significativamente la contribución de la capa superficial en comparación con la espectroscopía Raman tradicional. Con esta técnica es factible examinar ciertas sustancias en superficies opacas a mayor profundidad de lo que hasta ahora había sido posible, sin causar daños en dichas superficies[32]. Espectroscopía Raman anti-Stokes coherente (CARS) Se usan dos rayos láser para generar un rayo de frecuencia anti-Stokes coherente, el cual puede ser amplificado por resonancia. Las aplicaciones de esta técnica han sido relevantes para el estudio de sistemas biológicos, particularmente en tejidos in vivo[33]. Espectroscopía Raman de transmisión Con esta técnica se puede acceder al interior de materiales poco transparentes como polvos, cápsulas, tejidos vivientes. Fue ignorada como técnica en los 60 pero fue redescubierta en 2006 como un medio de análisis rápido en la dosificación farmacéutica y de diagnóstico médico[34]. 62

Ampli_plas_02.indd 62

02/07/14 13:45

Espectroscopía Raman y su amplificación por plasmones localizados en nanoestructuras metálicas

Actividad óptica Raman (ROA) Esta técnica se basa en la diferencia en intensidad de la dispersión Raman polarizada a la izquierda o a la derecha debida a la quiralidad molecular. Espectroscopía Raman amplificada por punta (TERS) Se utiliza una punta metálica generalmente recubierta con oro o plata del tipo de las usadas en microscopía de fuerza atómica (AFM) o en microscopía de barrido por efecto túnel (TSM) para amplificar las señales Raman de las moléculas situadas en su entorno. La amplificación se origina por la excitación del plasmón de superficie enfocando el láser en el vértice de la punta. La resolución espacial es aproximadamente la del tamaño de dicho vértice (20-30 nm). Solo un número muy pequeño de moléculas cercanas a la punta responderán al campo amplificado[27, 35]. Microscopía Raman confocal En microscopía Raman confocal se enfoca la luz del láser sobre la muestra a través del objetivo del microscopio. La señal Raman retrodispersada es reenfocada sobre un agujero que actúa como un filtro. La señal Raman así filtrada vuelve al espectrómetro donde es dispersada hacia una cámara CCD para generar el espectro[36]. Dada la posibilidad de generar imágenes tridimensionales de una composición química con alta resolución y calidad de imagen, esta técnica tiene numerosas aplicaciones, particularmente en biosistemas[37]. 2.4.

ESPECTROSCOPÍA RAMAN AMPLIFICADA POR PLASMONES LOCALIZADOS EN NANOESTRUCTURAS METÁLICAS (SERS)

SERS es la sigla que se usa hoy en día para referirse a la amplificación plasmónica de la señal del Raman normal o resonante (SERRS) que se obtiene con nanoestructuras de ciertos metales, principalmente plata y oro[19, 38, 39]. El origen plasmónico de la amplificación no es solo observable en los espectros Raman, sino que se extiende a todas las espectroscopías lineales y no-lineales y por eso se le da el nombre genérico de «espectroscopía amplificada por superficie»[38] (Surface-Enhanced Spectroscopy-SES). Aunque el origen plasmónico de la amplificación está demostrado teórica y experimentalmente, el término amplificación por superficies se conserva en un contexto histórico, aunque cada vez más los artículos publicados usan el término «amplificación plasmónica». Una breve reseña histórica de SERS ayuda a apreciar el desarrollo de una de las técnicas más importantes de los últimos 35 años. Este efecto de amplificación fue observado originalmente por Fleischmann[40], al estudiar el espectro Raman de la piridina sobre una superficie rugosa de un electrodo de plata. Sin embargo, la explicación del fenómeno físico debió esperar varios años. Jeanmarie y van Duyne en el año 1977[41] publican un artículo titulado: Surface Raman spectroelectrochemistry: Part I. Heterocyclic, aromatic, and aliphatic amines adsorbed on the anodized silver electrode, en el que demuestran la 63

Ampli_plas_02.indd 63

02/07/14 13:45

Amplificación plasmónica de espectros Raman y de fluorescencia

enorme amplificación de las intensidades en el espectro Raman. Ese mismo año Albrecth and Creighton[42] repiten los estudios de piridina sobre un electrodo de plata y publican; Anomalously intense Raman spectra of pyridine at a silver electrode. El papel que jugaba la rugosidad (nanoestructuras) se hacía evidente y Moskovits[43] propone un modelo simple para explicar el rol de la rugosidad en 1978: Surfaceroughness and enhanced intensity of Raman-scattering by molecules adsorbed on metals. El modelo está completamente desarrollado en un artculo de revisión[38]. Una excelente colección cronológica de artículos sobre SERS fue publicada por Kerker en 1990[44]. Así también, las discusiones iniciales se pueden encontrar en el libro editado por Chang y Furtak en 1982[45]. Con la finalidad de evitar confusiones separaremos la discusión en dos partes: i. El origen plasmónico de la amplificación. ii. Los desafíos en la interpretación de los espectros que se observan en SERS o SERRS. 2.4.1. El origen plasmónico de la amplificación La extraordinaria propiedad de las nanoestructuras de los metales nobles para manipular la luz a escala nanométrica ha impulsado un área emergente de investigación llamada plasmónica (véase capítulo 1)[46]. Este es un campo multidisciplinario en el centro del cual está el electromagnetismo de nanoestructuras metálicas. Las nanopartículas de los metales nobles pueden ser excitadas directamente con radiación electromagnética produciendo plasmones localizados resonantes de superficie (LSPR)[47]. Comparados con las estructuras cuánticas (moléculas), las nanoestructuras metálicas tienen una capacidad o sección eficaz de absorción y scattering que puede ser varios órdenes de magnitud superiores a las secciones eficaces normales de las moléculas. En forma muy resumida, puede decirse que la amplificación en SERS es simplemente la re-radiación (scattering elástico) por el metal del scattering Raman molecular[48]. El origen plasmónico del SERS permite explicar las siguientes propiedades del fenómeno físico: 1. La amplificación tiene lugar no solo para moléculas directamente en contacto con la nanopartícula metálica, sino que está también presente a una distancia de la superficie. Es decir, el efecto de amplificación decae exponencialmente con la distancia. De hecho, el SERS «a distancia» se explota en un nuevo método llamado SHINERS[49] (Shell-isolated nanoparticleenhanced Raman scattering). 2. La amplificación plasmónica en SERS es proporcional a la cuarta potencia de campo eléctrico local Eloc dividido por el campo eléctrico incidente E0: E E = loc . La validez de esta aproximación ampliamente utilizada ha sido E0 64

Ampli_plas_02.indd 64

02/07/14 13:45

Espectroscopía Raman y su amplificación por plasmones localizados en nanoestructuras metálicas

demostrada teóricamente[50] y recientemente se ha publicado una confirmación experimental de la relación |E |4 para SERS y |E |2 para la fluorescencia amplificada[51]. 3. La amplificación por nanopartículas metálicas con plasmones resonantes en la región espectral del experimento SERS explica parte de lo que se observa. Sin embargo, la mayor amplificación se obtiene en agregados de nanopartículas, en la intersección de dos o más nanoestructuras. Estos lugares geométricos producen campos eléctricos amplificados que permiten la detección de una molécula usando SERS y a los cuales se les denominan «puntos calientes» (hotspots)[52], cuyo tamaño se estima en alrededor de 15 nm. 4. Solo un número muy limitado de metales tienen las propiedades ópticas adecuadas (función dieléctrica) para sostener plasmones localizados de superficies en nanoestructuras, en la región del espectro electromagnético en que se llevan a cabo los experimentos Raman. El oro y la plata son los más notables con estas características. 5. La amplificación del scattering molecular y de la fluorescencia molecular son máximas cuando las frecuencias moleculares se acoplan con nanoestructuras (que poseen una enorme sección eficaz de scattering) cuya resonancia del plasmón coincide con las frecuencias moleculares de emisión o scattering[53-55]. El origen del SERS y también de otras espectroscopías amplificadas está directamente relacionado con los plasmones de superficie localizados en nanoestructuras metálicas; principalmente oro y plata, que son radiativos y tienen una sección eficaz de scattering varios órdenes de magnitud mayores que las moléculas. Esto se ilustra en la figura 2.4, que muestra el campo local amplificado en una nanopartícula de plata que sostiene un plasmón resonante muy fino. Los plasmones de una distribución de agregados son más anchos y esto también se muestra en la figura  2.4. Los espectros de una molécula localizada sobre la superficie, o cerca de la nanoestructura serán amplificados produciendo Raman amplificado (SERS) o fluorescencia amplificada (SEF). Usando la teoría electromagnética clásica[56], las propiedades fundamentales de los campos electromagnéticos se pueden explicar dentro del marco de las ecuaciones de Maxwell[57]. La reflexión y refracción de la luz visible se explican con las ecuaciones de Maxwell y una constante dieléctrica continua. Sin embargo, los rayos-X desnudan la naturaleza atómica del material y una longitud de ∼10 nm puede considerarse el límite para el mundo macroscópico. En los estudios de SERS, además de las propiedades de las ondas electromagnéticas, es de primordial importancia discutir la emisión de radiación por cargas oscilantes y densidades de corriente, especialmente cuando la radiación se debe principalmente a dipolos o cuadrípolos eléctricos. En efecto, en las moléculas existen momentos dipolares y momentos cuadripolares. De forma similar, en una nanopartícula esférica de tamaño entre 10 y 100 nm, el campo electromagnético en la superficie es igual al campo incidente más el que produce un dipolo localizado en el centro de la esfera[57]. 65

Ampli_plas_02.indd 65

02/07/14 13:45

Amplificación plasmónica de espectros Raman y de fluorescencia

En la formulación del problema electrostático, una esfera de radio a, con una función dieléctrica e(w), en un medio con constante dieléctrica em, a la que se le aplica un campo uniforme a lo largo del eje z, y siendo el centro de la esfera el origen del sistema de coordenadas, el potencial Φ dentro y fuera de la esfera corresponde a las soluciones de la ecuación de Laplace: ∇2Φ = 0. Después de aplicar las condiciones de contorno, la expresión general del potencial escalar fuera de la esfera viene dado por[57]: Φout = −E0r cos q + g0

a3 E r2 0

(2.15)

e(w0) − em , de tal manera e(w0) + 2em que el campo incidente E0 induce un momento dipolar p dentro de la nanopartícula[58, 59]

donde el factor g dependiente de la frecuencia es: g0 =

Φout = E0r cos q +

p×r , y p = 4pe0aE0 4pe0r

(2.16)

e(w0) − em muestra una condición e(w0) + 2em de resonancia cuando la parte real de la función dieléctrica es, Re[e(w)] = −2em. Esta condición se llama resonancia o condición de Fröhlich, y el modo oscilante correspondiente es el plasmón de superficie localizado de la nanopartícula metálica (discutido en el capítulo 1). La resonancia de Fröhlich tiene un enorme impacto en las propiedades de absorción y scattering de las nanopartículas metálicas, como puede verse fácilmente en las expresiones de las correspondientes secciones eficaces[60]: La polarizabilidad de la nanopartícula a = a3

C sca =

k 4 2 8π 4 6 ε (ω ) − ε m α = ka 6π 3 ε (ω ) + 2ε m

y

(2.17) C abs = kIm[α ] = 4π ka 3Im

ε (ω ) − ε m ε (ω ) + 2ε m

De esta manera, la teoría de scattering y absorción de la radiación electromagnética por nanopartículas metálicas predice una amplificación gracias a la resonancia de Fröhlich, y este es el origen de la amplificación de las señales ópticas. Cuando se cumplen estas condiciones, las nanopartículas actúan como antenas que en condiciones de resonancia amplifican los campos electromagnéticos. La resonancia plasmónica dipolar de la nanopartícula, es válida solo para tamaños pequeños, comparados con la longitud de onda de la luz incidente. En la región visible esto se refiere a nanopartículas con dimensiones menores de 100 nm. Esta es una aproximación dentro de la teoría de Mie[61], quien desarrolló rigurosamente el electromagnetismo para partículas esféricas. El artículo original de Mie en 1908 presenta 66

Ampli_plas_02.indd 66

02/07/14 13:45

Espectroscopía Raman y su amplificación por plasmones localizados en nanoestructuras metálicas

un desarrollo exacto de las ecuaciones de Maxwell para el scattering y la absorción de la radiación electromagnética por una esfera. Los resultados semi-estáticos, válidos para nanopartículas pequeñas, se obtienen dentro de la teoría de Mie, solo si se consideran los primeros términos de la serie en la expansión de los coeficientes de absorción y scattering[60]. No se requieren los términos de orden superior para la presente discusión. Como se ve, el punto de referencia es la longitud de onda de la radiación involucrada en el fenómeno físico. El tamaño de la nanopartícula es d, la longitud c de onda es l = 2p , entonces la región «r» alrededor de la nanopartícula se clasiw fica en: 1. Región del campo cercano (o zona estática) para d < r < l. 2. Región de inducción, para d < r ∼ l. 3. Región de campo lejano, para d < l < r. En la región del campo cercano, el vector potencial es casi estacionario y de carácter estático. Por otra parte, en la región de campo lejano el vector potencial es una onda esférica que se desplaza y los campos son transversales al radio vector, o sea, es el campo de radiación. Es importante recordar aquí que los campos que dependen de forma armónica del tiempo no contienen términos monopolares. Varios de los conceptos discutidos se ilustran en la figura 2.4. La resonancia de Fröhlich se representa por dos plasmones, uno de una partícula aislada y otro con El origen plasmónico del SERS

Plasmones

300

500 700 Nanómetros

SERS

400

600

900

Espectro SERS Coloides de Ag LL = 633 nm

800 1000 1200 1400 1600 Número de onda/cm−1

Figura 2.4. Origen plasmónico de SERS. El analito puede estar cerca de una nanopartícula aislada o cerca de un agregado de nanopartículas. En ambos casos hay plasmones localizados radiativos que conllevan una enorme sección eficaz de scattering.

67

Ampli_plas_02.indd 67

02/07/14 13:45

Amplificación plasmónica de espectros Raman y de fluorescencia

un ancho de banda mayor, como se observa cuando hay agregados de nanopartículas. Los cálculos de la región de campo cercano en una nanopartícula esférica de plata muestran en colores la amplificación en esta región. Pensemos ahora en una molécula aislada que está situada en una posición de la superficie o cerca de la superficie de una nanopartícula metálica polarizable. La clave de la amplificación está en la interacción electromagnética entre los diferentes campos eléctricos que describen el sistema molécula-nanopartícula dentro de la aproximación dipolar. En la molécula aislada se genera un dipolo inducido pM frente a la acción de campo incidente E0: pM = aME0. La nanopartícula aislada de metal polarizable también engendra un momento dipolar inducido (p = apE0), de tal manera que el nuevo campo cercano en la partícula está compuesto por el campo incidente más la contribución del dipolo inducido. Ep(r′, w0) = E0(r′, w0) + ELM(r′, w0) es el campo que actúa sobre la molécula en la superficie de la nanopartícula y ELM es la contribución de Lorenz-Mie al campo en el punto r′. Este nuevo dipolo puede irradiar las frecuencias del espectro Raman: p1 = aM × Ep(r′, w0), donde aM es la polarizabilidad molecular. En el desarrollo de Gersten and Nitzan[59], este razonamiento se expresa a través de un par de ecuaciones acopladas para los dipolos efectivos en el sistema partícula-molécula, con la molécula localizada en el campo cercano. p1 = aM × (E0 + M × p2)

(2.18)

p2 = ap × (E0 + M × p1)

(2.19)

donde M × p representa la interacción en el campo cercano del campo eléctrico, que en general viene dado por: E=

1 1 [3n(n × p) − p] 3 4pe0 r

(2.20)

Las ecuaciones de acoplamiento aseguran que ambos dipolos pueden irradiar a las correspondientes frecuencias. Además, este hecho garantiza que cuando la resonancia de Fröhlich se activa, tiene lugar la amplificación del scattering y de la absorción. El mismo análisis se puede extender también a la fluorescencia, como anticipaba Kerker[58] que propuso agregar al acrónimo SERS la letra F (SERFS), conocida hoy como fluorescencia amplificada por superficies, SEF (Surface-Enhanced Fluorescence), que se discutirá en el capítulo 5. Dicho modelo físico se basa en dipolos oscilantes y los correspondientes campos electromagnéticos que permiten formular el factor de amplificación que se puede alcanzar en función de las frecuencias del campo incidente y de scattering, la función dieléctrica de la nanoestructura y los correspondientes factores geométricos. La derivación y cálculo de estos campos electromagnéticos han sido objeto de estudios detallados, como por ejemplo, los de Kerker en1980[62], Moskovits en 1985[38] y Schatz & Van Duyne 68

Ampli_plas_02.indd 68

02/07/14 13:45

Espectroscopía Raman y su amplificación por plasmones localizados en nanoestructuras metálicas

en 2002[56]. Siguiendo el desarrollo de Kerker, el origen plasmónico de la amplificación surge muy claramente aplicando el modelo más simple; el de una nanopartícula esférica con un radio mucho menor que la longitud de onda, y una molécula en la superficie (campo cercano) de la nanoestructura. La polarizabilidad de la partícula conlleva la resonancia plasmónica y viene dada por: ap = a3

e(w0) − em = a3g0 e(w0) + 2em

(2.21)

La frecuencia w0 corresponde a la onda electromagnética incidente E0. El nuevo campo está formado por el incidente más la contribución de un dipolo situado en el centro de la nanopartícula. Este campo local Ep es el que interactúa con la  molécula situada a la distancia r ′ de la superficie proporcionando el dipolo p1 = aM × Ep(r′, w0), lo que permite calcular el campo dipolar en el campo cercano y el campo lejano (radiación). El campo cercano de Edip(r, w) se calcula usando el dipolo p1 en r (2.20): Edip =

1 1 [3r (r × p1) − p1] 3 4pe0 r

(2.22)

Esto crea un campo dipolar Edip(r, w) que puede irradiar con la frecuencia Raman de la molécula. Adicionalmente, en la esfera existe un campo eléctrico de scattering Raman, Esca(r, w), que corresponde a un dipolo eléctrico localizado en el origen de la esfera: p2 = ga3Edip(0, w)

(2.23)

e(w0) − em , y debe ser calculado a la e(w0) + 2em frecuencia Raman, mientras g0 se calcula a la frecuencia del campo incidente. La intensidad Raman que se observa en el campo lejano es proporcional al cuadrado del campo en la parte externa de la nanoestructura, formado por el campo de dipolo de la partícula y el campo debido al scattering secundario, es decir[56], ERaman = Edip + Esca. Cuando las propiedades dieléctricas de la partícula permiten la resonancia o condición de Fröhlich (resonancia plasmónica), el factor g es dominante y se reduce a un factor de amplificación (FA)[56]: Pero ahora el factor g es diferente: g =

FA = 16 g(w0)2 g(w)2

(2.24)

que escrito en función de los campos eléctricos se resume como: FA =

E(w0)2 E(w)2 E 04

(2.25)

69

Ampli_plas_02.indd 69

02/07/14 13:45

Amplificación plasmónica de espectros Raman y de fluorescencia

El modelo es muy explícito para reflejar las principales características de la amplificación radiativa. La polarizabilidad de la nanopartícula define claramente las propiedades principales de la amplificación, ya que depende de la función dieléctrica del material, destacando el rol central de la resonancia plasmónica, o sea, depende de la constante dieléctrica del medio. También depende de la geometría de la nanopartícula, la cual determinará los plasmones resonantes (véase capítulo 1). Y finalmente, depende de la distancia entre la molécula y la nanopartícula. En sistemas reales se agregan varios grados de complejidad cuando se considera el efecto de muchas moléculas recubriendo la superficie, o en el caso de nanoestructuras que interactúan entre sí (acoplamiento de plasmones), lo que puede llevar a campos eléctricos aun mayores que los que se obtienen para nanopartículas aisladas (hot spots). Esta complejidad simplemente expande el campo de la amplificación plasmónica de las señales ópticas y es el origen de novedosas aplicaciones. 2.4.2. Los desafíos en la interpretación de los espectros que se observan en SERS o SERRS Una vez demostrado el origen plasmónico del efecto SERS, surge el desafío, nada de fácil, de interpretar los espectros que se obtienen bajo la amplificación. La amplificación de las intensidades absolutas debe servir de guía en el desarrollo de una investigación o aplicación de SERS. Es una poderosa herramienta analítica con posibilidades de detección de hasta una molécula aislada (single molecule)[19, 39]. Es posible obtener espectros amplificados muy fácilmente; pero la interpretación puede ser frustrante si no se tiene una metodología que permita explicar los resultados. Debe siempre tenerse en cuenta que los espectros SERS son función de múltiples variables totalmente independientes de la amplificación plasmónica y no debe confundirse el origen plasmónico de la amplificación con las variaciones que se observan en los espectros. Para dar un ejemplo que fije la idea, veamos el caso de un espectro Raman de una molécula en estado gaseoso y de un cristal del mismo material. La enorme diferencia entre las intensidades que se observan en estos espectros no nos llevaría a revisar la teoría del efecto Raman De tal manera que lo más importante es examinar cuidadosamente las variables que pueden explicar las propiedades de lo que se observa en SERS. Para ilustrar el desafío en la interpretación, la figura 2.5 muestra el espectro Raman del sólido y el espectro SERS sobre plata en películas evaporadas. El punto de referencia es el espectro vibracional Raman de la molécula en una determinada fase; gas, líquido o sólido. La radiación incidente, una línea de un láser, es monocromática con una determinada polarización y potencia o densidad de energía por unidad de superficie. El espectro vibracional contiene 3N − 6 modos normales para una molécula no lineal de N átomos. La simetría molecular determina el número de modos normales que se pueden observar en el espectro Raman, empleando las reglas de selección[12]. Sin embargo, las intensidades relativas de los espectros Raman pueden ser muy diferentes para el caso de películas organizadas, cristales moleculares, o moléculas adsorbidas sobre superficies metálicas o de cual70

Ampli_plas_02.indd 70

02/07/14 13:45

Espectroscopía Raman y su amplificación por plasmones localizados en nanoestructuras metálicas

H 2N N

Raman del sólido

Intensidad (u.a.)

N N H

N

SERS sobre Ag

Láser a 785 nm

400

600

800

1000

1200

1400

1600

Número de onda/cm−1

Figura 2.5. Ejemplo de la referencia Raman y el correspondiente espectro SERS.

quier naturaleza. La polarizabilidad molecular es muy sensible a las interacciones intermoleculares o con superficies, lo que induce cambios en las frecuencias y en las intensidades relativas de las bandas de los espectros. Los cambios en los espectros Raman debidos a interacciones moleculares, coordinación química, adsorción a una superficie u otros efectos que alteren las intensidades observadas no deben ni pueden ser considerados espectros SERS, y se les debe tratar dentro del cuadro general del Raman normal. Un caso especial es la variación de las intensidades Raman con la frecuencia de excitación, que dan lugar a los espectros de resonancia Raman cuando la frecuencia de la radiación láser coincide con la absorción electrónica de la molécula[63-65]. Los espectros Raman resonantes (RR) conllevan una amplificación en las intensidades absolutas. Cuando a la amplificación del RR se le suma la amplificación plasmónica, se obtienen las máximas intensidades absolutas en espectros RR amplificados por plasmones resonantes o espectros SERRS (surface-enhanced resonance Raman scattering). Estos espectros pueden alcanzar secciones eficaces mayores que los de la fluorescencia; pero con la ventaja de la información del espectro vibracional y sus finísimos anchos de banda. En SERS los componentes básicos son: la molécula, la radiación electromagnética (láser) y la nanoestructura metálica. Empecemos por detallar las variaciones que pueden observarse en los espectros SERS. Desde el punto de vista analítico, es importante distinguir dos tipos de espectros SERS: Los espectros SERS promediados, es decir, espectros SERS que presentan parámetros perfectamente reproducibles (intensidad relativa, ancho de bandas y números de onda) y los espectros SERS ultrasensibles, que se obtienen cuando se pierden los promedios y las fluctuaciones predominan, esto sucede al acercarse a la detección de una molécula aislada (single molecule). En las interacciones con la nanoestructura metálica, el primer problema surge al considerar la naturaleza de la interacción con la superficie del metal (común71

Ampli_plas_02.indd 71

02/07/14 13:45

Amplificación plasmónica de espectros Raman y de fluorescencia

mente plata u oro), debido a la adsorción, la cual puede ser «física» (sin formación de nuevos enlaces químicos), o «química» (cuando se forma un complejo en la superficie del metal)[66]. La adsorción física implica solo interacciones débiles, fuerzas de «van der Waals» con energías de adsorción muy por debajo de las energías de los enlaces químicos. La adsorción química implica que el espectro SERS debe corresponder al nuevo complejo, y no a la molécula original. Sin embargo, las reacciones químicas con el metal se pueden evitar usando nanopartículas metálicas recubiertas con una concha aislante, es lo que ahora se denomina SHINERS[49]. La combinación de una superficie metálica, como la plata, y la radiación electromagnética de un láser, es terreno fértil para la fotoquímica[67], en que los espectros SERS pueden corresponder a productos de reacción más que a la molécula investigada. Esto es muy común en el SERS de moléculas orgánicas sobre plata, donde el espectro del carbón amorfo es un resultado frecuente en dichos experimentos. En el caso de la detección ultrasensible, el láser puede inducir desorción de la molécula o fotodisociación, incluyendo la posibilidad de formación de especies «calientes». En lo que se refiere a la orientación molecular, si la adsorción de las moléculas induce una orientación especial de ellas sobre la superficie de la nanopartícula, las intensidades relativas variarán de acuerdo con las componentes del tensor de las derivadas de la polarizabilidad y las componentes del campo eléctrico en la superficie. La interpretación de los espectros se realiza con la ayuda de la reglas de selección para superficies[38]. La interacción de la luz polarizada con superficies metálicas planas se obtiene usando las ecuaciones de Fresnel. Las amplitudes de las componentes perpendicular y tangencial a la superficie varían con la frecuencia de excitación. Cuando la frecuencia del láser entra en resonancia con el plasmón de la nanopartícula y simultáneamente con la transición electrónica de la molécula o complejo formado en la superficie, se tiene el efecto multiplicativo de doble resonancia Raman y SERS (o SERRS). Un caso particular muy estudiado es el que se presenta cuando la frecuencia de excitación coincide con la absorción electrónica debido a una transferencia de carga en el complejo molecular. El grado de polarización característico de las bandas Raman vibracionales no se mantiene en el espectro SERS ya que tiene lugar una despolarización debido a la segunda radiación que proviene de la nanopartícula. La amplificación contiene la contribución de dos factores FA = 16 g(w0)2 g(w)2 a dos frecuencias separadas en el espectro electromagnético. Cuanto mayor es la separación entre la frecuencia de resonancia plasmónica y la frecuencia de la banda Raman, menor es la amplificación. Experimentalmente, se maximiza la amplificación sintonizando la resonancia plasmónica con las frecuencias radiadas por las nanopartículas. En los experimentos Raman esto se logra sintonizando el plasmón resonante a la región del espectro electromagnético que contiene la frecuencia del láser usado. Finalmente, también hay que tener en cuenta las interferencias o impurezas cuyos espectros son también amplificados por las plasmones localizados[68]. La complejidad que presenta la interpretación de los espectros SERS no debe verse como un factor que le quita claridad al fenómeno físico. Al contrario, de estos espectros se puede extraer una gran cantidad de información valiosa. La tecnología 72

Ampli_plas_02.indd 72

02/07/14 13:45

Espectroscopía Raman y su amplificación por plasmones localizados en nanoestructuras metálicas

actual permite adquirir miles de espectros en tiempos mínimos y bajo una gran variedad de condiciones experimentales, lo que permitirá construir bases de datos para espectros SERS promedios en condiciones similares. Evidentemente, la producción de nanopartículas estables y reproducibles es la tarea más inmediata. La tendencia actual es desarrollar sustratos especializados para cada aplicación analítica. Además, hay sustratos SERS de amplificación promedio limitada; pero reproducible, que pueden ser considerados en protocolos analíticos para muchas aplicaciones prácticas. 2.4.3. Adsorción química y el caso especial de la doble resonancia La absorción química u otras interacciones más débiles inducen cambios en la magnitud de la polarizilidad Raman debido a la interacción metal-adsorbato, es ⎛ ∂α ⎞ , de la polarizabilidad, que en el caso decir, cambio en las derivadas α 0′ = ⎜ ⎝ ∂Q1 ⎟⎠ 0 de la resonancia electrónica viene dada por [2.14]. En la práctica se observa una variación en las intensidades absolutas y relativas en los correspondientes espectros Raman. La dispersión en los espectros Raman es la variación que se observa en las intensidades absolutas y relativas en función de la frecuencia que se usa para observar el scattering inelástico o Raman[65]. Cuando esta frecuencia coincide con una frecuencia de una transición electrónica tenemos el Raman resonante (RR). Si esta frecuencia es al mismo tiempo la que cumple con la condición de resonancia plasmónica, tenemos el caso de la doble resonancia o SERRS. La dispersión de las intensidades en Raman se describe usando el tratamiento de Albretch[69], en el cual la polarizabilidad se expresa como una suma de tres términos: A + B + C; El término A, se designa como la contribución de FranckCondon que, en resonancia, es responsable de la intensidad de las vibraciones totalmente simétricas en el espectro RR. B y C representan las contribuciones de Herzberg-Teller, que permiten que modos normales que no sean totalmente simétricos se observen en los espectros RR. Para una discusión más detallada de RR en superficies metálicas, ver, por ejemplo, el trabajo de Lombardi et al.[70]. Cuando se cumple la condición de Raman resonante, también hay amplificación; pero en general en los casos de adsorción química se puede observar aumento o disminución de las intensidades relativas en los espectros Raman. Para ilustrar el efecto, en la figura 2.6 se muestra el espectro resonante amplificado de un derivado del tetracarboxilo di-imido perileno excitado con la línea a 514,5 nm (doble resonancia) y el espectro amplificado plasmónico excitado a 632,8 nm (fuera de la resonancia electrónica molecular). La muestra molecular es una capa monomolecular en la superficie de nanoestructuras de plata fabricada usando la técnica de Langmuir-Blodgett (LB)[71]. Se introduce la nomenclatura de LBSERRS para la doble resonancia y LB-SERS, para la amplificación plasmónica. Se observa una clara diferencia en las intensidades relativas, especialmente en la de los sobretonos, que se observan en el caso del Raman resonante. Hay que hacer notar que los espectros se obtienen a concentraciones moleculares de atto-mole (10−18M), y en el caso de LB-SERRS puede llevarse hasta el lí73

Ampli_plas_02.indd 73

02/07/14 13:45

Amplificación plasmónica de espectros Raman y de fluorescencia

LB-SERRS

4,5

nm

8 nm

632,

51

LB-SERS

0

1000

2000

3000

4000

5000

6000 7000

8000

−1

Número de onda/cm

Figura 2.6. Amplificación plasmónica del Raman resonante y Raman no resonante, usando dos líneas de láser: 514,5 nm y 632,8 nm.

mite de una molécula aislada (single molecule). Es conveniente ver aquí el papel que juegan la sección eficaz y el factor de amplificación (FA), como se ilustra en la figura 2.7 en la que el límite de detección está dado por el sistema Raman en uso. La sección eficaz del Raman resonante es varios órdenes de magnitud mayor que la no resonante (sRR > sR). En general, es común observar que sRR ∼ sR × 105.

Límite de detección

FA FA

FA FA

sRR

sRR sR

SERRS

sR SERS

Figura 2.7. Factores de amplificación.

Esto implica que el factor de amplificación que se requiere para detectar el espectro de una single molecule es 105 veces menor para el caso de la doble resonancia. La detección de una single molecule también es posible usando fluorescencia no amplificada. La sección eficaz de fluorescencia puede ser del orden de 10−17 cm2 por molécula. La sección eficaz Raman resonante de colorantes llega a ser del orden de 74

Ampli_plas_02.indd 74

02/07/14 13:45

Espectroscopía Raman y su amplificación por plasmones localizados en nanoestructuras metálicas

10−24 cm2, lo que nos lleva a sugerir que con FA del orden de 107, ya se puede observar el espectro de una single molecule en doble resonancia[18]. Experimentalmente, es evidente que usando un colorante con una buena sección eficaz podemos encontrar fácilmente la doble resonancia y alcanzar los mínimos de detección. Sin embargo, hay múltiples situaciones en que las resonancias moleculares de las especies adsorbidas no son conocidas. Es decir, las interacciones con la superficie pueden cambiar los niveles electrónicos y pueden aparecer nuevas resonancias. Examinaremos en primer lugar el caso de la transferencia de carga (CT ) que está muy bien estudiado, y al cual en el pasado se le dio el nombre de chemical enhancement, siendo, en realidad, un caso especial de doble resonancia o SERRS[70, 72]. La resonancia de transferencia de carga tiene lugar entre los niveles de energía de los electrones de la molécula y la banda de conducción electrónica del metal. En electroquímica, la transferencia de carga implica fenómenos de oxidaciónreducción, que pueden alterar radicalmente el espectro del adsorbato. En electrodos metálicos es importante considerar que la resonancia puede ocurrir entre la radiación incidente y la excitación debido a la transferencia de carga desde el metal hacia el sistema molecular. La figura 2.8 ilustra un modelo basado en la formación de un complejo de transferencia de carga entre el analito y el metal. Así, podemos apreciar la posibilidad de que existan transiciones electrónicas a frecuencias mucho menores que la correspondiente a la transición HOMO-LUMO de la molécula aislada. Adsorbato

Metal

LUMO 520 nm

260 nm

Nivel de Fermi (EF)

HOMO

Figura 2.8. Proceso de transferencia de carga en el complejo analito-metal. A la izquierda se observan las curvas de los pozos de potencial, en estado fundamental y excitado del analito. A la derecha, la banda de conducción del metal.

El nivel de energía de Fermi puede variarse de acuerdo con el potencial que se aplique; esto permite controlar las resonancias y aparece una dependencia de las intensidades del espectro Raman con el potencial, propiedad única de los espectros Raman en electroquímica. 75

Ampli_plas_02.indd 75

02/07/14 13:45

Amplificación plasmónica de espectros Raman y de fluorescencia

El efecto mecano cuántico se asocia con la superposición de las funciones de onda electrónicas del analito y del metal, permitiendo que tenga lugar el proceso de transferencia de carga. De esta forma los fotones incidentes sobre el metal permiten que un electrón pase a un nivel electrónico desocupado del analito (LUMO), denominado nivel de afinidad[73, 74]; previamente puede existir el paso de un electrón desde el orbital molecular ocupado de mayor energía (HOMO) del analito hasta el nivel de Fermi (EF) del metal. Así, un analito cuyo máximo de absorción está en la zona ultravioleta (260 nm) puede experimentar una transición electrónica suficiente para que se produzca un Raman resonante. La formación de este complejo de transferencia de carga explica también el hecho de que solo la primera monocapa de adsorción a la superficie sea la responsable del fenómeno de transferencia de carga. Finalmente, en el caso de adsorción química es todo más fácil, ya que asegura la presencia del analito en la superficie de la nanoestructura amplificadora. En general, para la adsorción física se puede observar una fuerte dependencia del efecto SERS con la naturaleza del analito empleado, ya que para cada analito existe una isoterma de adsorción propia y, particularmente para reacciones en solución, como las soluciones coloidales, la cinética de adsorción juega un papel determinante en la obtención de espectros SERS. La adsorción química se demuestra experimentalmente por la aparición de una nueva banda de vibración en la región de las bajas frecuencias, atribuida a la vibración de tensión analito-metal (ns). 2.4.4. Reglas de selección en SERS Las reglas de selección merecen una mención especial debido a su importancia en la interpretación de los espectros SERS. En espectroscopía Raman convencional,(o cualquier otro tipo de espectroscopía vibracional), las transiciones entre dos estados vibracionales no tienen lugar con la misma probabilidad, el cálculo de estas probabilidades permite predecir si una transición puede o no tener lugar, lo que se conoce como reglas de selección[12, 13]. Como se vio en la sección 2.2, durante el scattering inelástico (Raman) de la luz, cada transición vibracional Ek → El está determinada por seis variables: (axx)kl , (ayy)kl , (azz)kl , (axy)kl , (ayz)kl , (azz)kl

(2.26)

Para que la probabilidad de la transición sea distinta de cero, es necesario que por lo menos una de las seis componentes del tensor simétrico sea distinta de cero. En la formulación mecáno cuántica, cada elemento de [2.26] viene dado por: (abg)kl = 〈k abg l 〉

(2.27)

La ecuación (2.27) es la base de las reglas de selección en Raman. La función de onda electrónica y sus valores propios dependen de las coordenadas de los nú76

Ampli_plas_02.indd 76

02/07/14 13:45

Espectroscopía Raman y su amplificación por plasmones localizados en nanoestructuras metálicas

cleos y en particular de las coordenadas normales (Qk). Se puede demostrar que para oscilaciones infinitesimales cerca del equilibrio y lejos de la resonancia, la probabilidad de la transición Raman se puede obtener calculando la derivada del tensor mecano-cuántico con respecto a la coordenada normal correspondiente: ⎛ ∂α xy ⎞ α xy′ = ⎜ Qok ⎝ ∂Qk ⎟⎠

(2.28)

Las moléculas poliatómicas tienen una configuración de equilibrio, y esta tiene una determinada simetría, es decir, la molécula pertenece a uno de los grupos puntuales de simetría. Para una transición del estado vibracional fundamental a un estado vibracional excitado: (0, 0, ..., 0) → (0, 0, ..., 1, ..., 0), la regla de selección (ecuación 2.12) es que al menos uno de los componentes del dipolo tenga la misma simetría que la coordenada normal, ya que el estado vibracional fundamental es siempre totalmente simétrico. La discusión anterior se aplica a sistemas moleculares con orientaciones aleatorias, como líquidos y gases, en cuyo caso, se pueden determinar experimentalmente las dos invariantes del tensor Raman simétrico, que permiten obtener los grados de despolarización de cada modo normal de vibración[4]. Cuando el sistema molecular tiene una orientación preferencial fija en el espacio, como es el caso de cristales, películas organizadas sobre superficies metálicas, etc., se puede extraer información detallada sobre el tensor Raman usando luz polarizada[13], es decir, un tipo de luz en la que la orientación espacial del vector eléctrico está definida. Las condiciones experimentales tienen aquí un especial interés, ya que permiten deducir la orientación y organización molecular de una molécula o analito que interactúa con una superficie metálica. En 1973, Greenler[75] fue el primero en obtener el espectro Raman de una película nanométrica (5 nm) de ácido benzoico depositado sobre plata, usando la línea láser de 488 nm. Este espectro se obtuvo debido a la reflectividad del metal, ya que la componente polarizada de la luz, perpendicular a la superficie, es varios órdenes de magnitud superior en intensidad, comparada con la componente tangencial a la misma[76]. Esto explica que las intensidades de los modos normales verán amplificadas sus señales si la componente de la polarizabilidad varía en la misma dirección del láser de excitación. Por otro lado, en la región infrarroja del espectro electromagnético la perfecta reflectividad de los metales lleva a las reglas de selección de superficies metálicas, ya que solo se observan vibraciones con una componente diferente de cero del dipolo de transición en la dirección perpendicular a la superficie. A medida que nos acercamos al visible y ultravioleta, la reflectividad ya no es tan perfecta, por lo que las correspondientes «reglas de selección de superficie» de la espectroscopía Raman, introducidas por Moskovits[77], se denominan también «reglas de propensión», especialmente cuando se usan para la interpretación del efecto SERS. Por tanto, teniendo en cuenta estas reglas de selección de superficie, se puede obtener una valiosa información acerca de diversos aspectos estructurales de los sistemas moleculares estudiados[78]. A partir del estudio detallado de los espectros 77

Ampli_plas_02.indd 77

02/07/14 13:45

Amplificación plasmónica de espectros Raman y de fluorescencia

SERS se puede complementar la información estructural del sistema molecular con la orientación preferente y la interacción del analito con la superficie metálica. Sin embargo, en nanoestructuras metálicas, la dispersión de las componentes del campo eléctrico en la superficie es mayor que en superficies planas. Esto se puede apreciar al hacer un cálculo de las intensidades del campo polarizado sobre la superficie, tanto de la componente tangencial Et, como de la normal o perpendicular En.

120

80

2

Ratio of En /E1

2

100 En2

60

Et2

En2 Et2

40 20 0 400

500

600

700

800

l/nm

Figura 2.9. Dispersión de los componentes del campo eléctrico en la superficie de una nanoesfera de plata.

Los resultados del cálculo para esferas de plata se pueden ver en la figura 2.9, que cubre la región del espectro más usada en los experimentos Raman. La relación de ambos componentes depende de la longitud de onda de excitación. Las diferencias en intensidad que existen entre los campos afectarán a la intensidad relativa proveniente de las componentes del tensor de polarizabilidad Raman de la molécula. Si se considera que la dirección normal a la superficie es el eje z, los modos más intensos en el espectro serán los que se transforman según la componente azz y que solo son excitados por el campo normal. A estos le seguirán los modos que se transforman según las componentes axz y ayz. Mucho más débiles serán los modos que se transforman según las componentes. axx, ayy, axy, que son excitados tanto por el campo normal como por el tangencial a la superficie. La dispersión en las diferentes contribuciones de los campos tangencial y normal afecta a la intensidad relativa de los modos de vibración en moléculas con una orientación definida en la superficie. Esto se refleja, por ejemplo, en la aparición de más modos normales cuando la excitación láser se mueve hacia altas frecuencias, como se puede apreciar en los espectros SERS de la 1.8-naftalimida que se muestran en la figura 2.10. En dicha figura, se observa que las intensidades relativas de los modos vibracionales perpendiculares (z) en el sistema molecular predominan en el espectro registrado en el infrarrojo cercano (lex = 785 nm). Cuando la longitud de onda se desplaza dentro del intervalo visible hacia el azul, el número de modos vibraciona78

Ampli_plas_02.indd 78

02/07/14 13:45

Espectroscopía Raman y su amplificación por plasmones localizados en nanoestructuras metálicas

442 nm

1,8-Naftalimida Intensidad (u.a.)

514 nm

633 nm

785 nm

400

600

800

1000

1200

1400

1600

−1

Número de onda/cm

Figura 2.10. Espectros SERS del complejo formado por la 1,8-naftalimida sobre plata, excitado con cuatro líneas de láser.

les visibles aumenta, debido a que los modos paralelos presentan una mayor intensidad Raman. Un caso peculiar lo constituye la aparición de bandas debidas a modos vibracionales prohibidos según las reglas de selección en SERS. Tal como explica Moskovits[38], estas observaciones se pueden deber a un posible cambio en la simetría del adsorbato, o a la existencia de un considerable gradiente de campo E′ en la superficie. Los espectros Raman de moléculas expuestas a altos gradientes de campos eléctricos, como los que se observan en nanopartículas metálicas, pueden mostrar desviaciones notables de sus reglas de selección[79]. En resumen, con la ayuda de las reglas de selección del efecto SERS, se puede determinar la orientación molecular en la superficie de la nanoestructura, lo que se puede extender a grupos funcionales químicamente adsorbidos a la superficie metálica. Así, el estudio de la dispersión de las intensidades relativas de bandas vibracionales respecto a las líneas de excitación de los láseres, se traduce en una forma de hacer visible modos de especies de simetría menos propensos. La teoría de las reglas de selección y los experimentos con luz polarizada en SERS hacen posible obtener una valiosa información acerca de la organización y orientación molecular y de la interacción de las moléculas estudiadas con la superficie metálica. 79

Ampli_plas_02.indd 79

02/07/14 13:45

Amplificación plasmónica de espectros Raman y de fluorescencia

REFERENCIAS [1] Smekal, A. Die Naturwissenschaften 11 (1923), p. 873. [2] Raman, C. V. y Krishnan, K. «A new type of secondary radiation». Nature. 121 (1928), pp. 501-502. [3] Landsberg, G. y Mandelstam, L. Naturewiss. 16 (1928), p. 557. [4] Long, D. A. The Raman effect. A unified treatment of the theory of Raman scattering by molecules, John Wiley & Sons, Ltd., Chichester 2002. [5] Herzberg, G. Molecular Spectra and Molecular Structure. II Infrared and Raman Spectra of Polyatomic Molecules, D. Van Nostrand Co., Inc., Princeton, N. J. 1945. [6] Jackson, J. D. Classical Electrodynamics, John Wiley and Sons, New York, 1999. [7] Born, M. y Wolf, E. Principles of Optics, Pergamon Press, Oxford, 1970. [8] Herzberg, G. Molecular Spectra and Molecular Structure. II Infrared and Raman Spectra of Polyatomic Molecules, N. J. D. Van Nostrand Co. Inc., Princeton, 1945. [9] Herzberg, G y Huber, K. P. Molecular spectra and molecular structure. I. Spectra of diatomic molecules, N. J. D. Van Nostrand Co. Inc., Princeton, 1950. [10] Wilson Jr., E. B., Decius, J. C. y Cross, P. C. Molecular vibrations: the theory of infrared and Raman vibrational spectra, McGraw-Hill, New York, 1955. [11] Davydov, A. S. Quantum mechanics, Pergamon Press, Oxford, 1965. [12] Wilson Jr., E. B., Decius, J. C y Cross, P. C. Molecular Vibrations: The Theory of Infrared and Raman Vibrational Spectra, McGraw-Hill, New York, 1955. [13] Decius, J. C y Hexter, R. M. Molecular Vibrations in Crystals, McGraw-Hill, New York, 1977. [14] Greenler, R. G. «Infrared Study of Adsorbed Molecules on Metal Surfaces by Reflection Techniques». The Journal of Chemical Physics. 44 (1966), pp. 310-315. [15] Moskovits, M. Surface selection rules. The Journal of Chemical Physics. 77 (1982), pp. 4408-4416. [16] Myers, A. B. «Resonance Raman intensities: the roundabout way to Franck-Condon analysis». Advances in Multi-Photon Processes and Spectroscopy. 11 (1998), pp. 3-50. [17] Schomacker, K. T., Delaney, J. K. y Champion, P. M. «Measurements of the absolute resonance Raman cross sections of benzene». The journal of Chemical Physics. 85 (1986), pp. 4240-4247. [18] Meyer, S. A., Le Ru, E. C. y Etchegoin, P. G. «Quantifying Resonant Raman Cross Sections with SERS». Journal of Physical Chemistry A. 114 (2010), pp. 5515-5519. [19] Aroca, R. Surface-enhanced Vibrational Spectroscopy, John Wiley & Sons, Chichester, 2006. [20] McCreery, R. L. «Raman spectroscopy for chemical analysis», Wiley-Interscience, New York, 2000. [21] Hendra, P., Jones, C. y Warnes, G. Fourier transform Raman spectroscopy: instrumentation and chemical Applications, Ellis Horwood, New York, 1991. [22] Parker, S. F. «A review of the theory of Fourier-transform Raman spectroscopy. Spectrochimica Acta Part A». Molecular Spectroscopy. 50 (1994), pp. 1841-1856. [23] Ferraro, J. R. y Nakamoto, K. Introductory Raman spectroscopy, Academic Press, Boston, 1994.

80

Ampli_plas_02.indd 80

02/07/14 13:45

Espectroscopía Raman y su amplificación por plasmones localizados en nanoestructuras metálicas [24] Nguyen Hong, T. D., Jouan, M., Quy Dao, N., Bouraly, M. y Mantisi, F. «Coupling of high-performance liquid chromatography with Raman spectrometry». Journal of Chromatography A. 743 (1996), pp. 323-327. [25] Cooper, S., Robson, M., Batchelder, D. y Bartle, K. «Development of a universal Raman detector for microchromatography». Chromatographia. 44 (1997), pp. 257-262. [26] Tian, Z. Q., Li, W. H., Ren, B., Mao, B. W., Chen, J. G., Mu, J. Q., Zhuo, X. D. y Wang, D. «Simultaneous STM and Raman measurements on electrochemical interfaces». Journal of Electroanalytical Chemistry. 401 (1996), pp. 247-251. [27] Stöckle, R. M., Suh, Y. D., Deckert, V. y Zenobi, R. «Nanoscale chemical analysis by tip-enhanced Raman spectroscopy». Chemical Physics Letters. 318 (2000), pp. 131-136. [28] Efremov, E. V., Ariese, F. y Gooijer, C. «Achievements in resonance Raman spectroscopy: Review of a technique with a distinct analytical chemistry potential». Analytica Chimica Acta. 606 (2008), pp. 119-134. [29] Smith, W. E., Rodger, C., Dent, G. y White, P. C. «Raman and Surface Enhanced Resonance Raman Scattering»: Applications in Forensic Science. En I. R. Lewisand H. G. M. Edwards (eds.), Handbook of Raman Spectroscopy: From the Research Laboratory to the Process Line, Marcel Dekker, New York, 2001. [30] Kneipp., K., Kneipp., H., Itzkan, I., Dasari, R. R. y Feld, M. S. «Surface-enhanced non-linear Raman scattering at the single-molecule level». Chemical Physics. 247 (1999), pp. 155-162. [31] Beier, H. T., Noojin, G. D. y Rockwell, B. A. «Stimulated Raman scattering using a single femtosecond oscillator with flexibility for imaging and spectral applications». Optics Express. 19 (2011), pp. 18885-18892. [32] Matousek, P., Clark, I. P., Draper, E. R. C., Morris, M. D., Goodship, A. E., Everall, N., Towrie, M., Finney, W. F. y Parker, A. W. «Subsurface Probing in Diffusely Scattering Media Using Spatially Offset Raman Spectroscopy». Applied Spectroscopy. 59 (2005), pp. 393-400. [33] Evans, C. L., Potma, E. O., Puoris’haag, M., Côté, D., Lin, C. P. y Xie, X. S. «Chemical imaging of tissue in vivo with video-rate coherent anti-Stokes Raman scattering microscopy». Proceedings of the National Academy of Sciences of the United States of America. 102 (2005), pp. 16807-16812. [34] Matousek, P. y Parker, A. W. «Bulk Raman Analysis of Pharmaceutical Tablets». Applied Spectroscopy. 60 (2006), pp. 1353-1357. [35] Pettinger, B., Schambach, P., Villagomez, C. J. y Scott, N. «Tip-Enhanced Raman Spectroscopy: Near-Fields Acting on a Few Molecules». En M. A. Johnsonand T. J. Martinez (eds.), Annual Review of Physical Chemistry, Vol 63, Vol. 63, 2012, pp. 379-399. [36] Vankeirsbilck, T., Vercauteren, A., Baeyens, W., Van der Weken, G., Verpoort, F., Vergote, G. y Remon, J. P. «Applications of Raman spectroscopy in pharmaceutical analysis». Trends in Analytical Chemistry. 21 (2002), pp. 869-877. [37] Chan, J. W., Esposito, A. P., Talley, C. E., Hollars, C. W., Lane, S. M. y Huser, T. «Reagentless Identification of Single Bacterial Spores in Aqueous Solution by Confocal Laser Tweezers Raman Spectroscopy». Analytical Chemistry. 76 (2003), pp. 599-603.

81

Ampli_plas_02.indd 81

02/07/14 13:45

Amplificación plasmónica de espectros Raman y de fluorescencia [38] Moskovits, M. «Surface-enhanced spectroscopy». Reviews of Modern Physics. 57 (1985), pp. 783-826. [39] Le Ru, E. C. y Etchegoin, P. G. Principles of Surface Enhanced Raman Spectroscopy (and related plasmonic effects), Elsevier, Amsterdam, 2009. [40] Fleischmann, M., Hendra, P. J. y McQuillan, A. J. «Raman spectra of pyridine adsorbed at a silver electrode». Chemical Physics Letters. 26 (1974), pp. 163-166. [41] Jeanmaire, D. L y Van Duyne, R. P. «Surface raman spectroelectrochemistry: Part I. Heterocyclic, aromatic, and aliphatic amines adsorbed on the anodized silver electrode». Journal of Electroanalytical Chemistry and Interfacial Electrochemistry. 84 (1977), pp. 1-20. [42] Albrecht, M. G. y Creighton, J. A. «Anomalously intense Raman spectra of pyridine at a silver electrode». Journal of the American Chemical Society. 99 (1977), pp. 5215-5217. [43] Moskovits, M. «Surface-roughness and enhanced intensity of Raman-scattering by molecules adsorbed on metals». Journal of Chemical Physics. 69 (1978), pp. 4159-4161. [44] Kerker, M. (ed.). Selected Papers on Surface-enhanced Raman Scattering, Bellingham, 1990. [45] Chang, R. K., Furtak, T. E y Editors. Surface Enhanced Raman Scattering, 1982. [46] Wang, Y., Plummer, E. W. y Kempa, K. «Foundations of Plasmonics». Advances in Physics. 60 (2011), pp. 799-898. [47] Willets, K. A. y Van Duyne, R. P. «Localized surface plasmon resonance spectroscopy and sensing». Annual Reviews of Physical Chimistry. 58 (2007), pp. 267-297. [48] Moskovits, M. «Imaging Spot the hotspot». Nature. 469 (2011), pp. 307-308. [49] Li, J. F., Huang, Y. F., Ding, Y., Yang, Z. L., Li, S. B., Zhou, X. S., Fan, F. R., Zhang, W., Zhou, Z. Y., WuDe, Y., Ren, B., Wang, Z. L. y Tian, Z. Q. «Shell-isolated nanoparticle-enhanced Raman spectroscopy». Nature. 464 (2010), pp. 392-395. [50] Le Ru, E. C. y Etchegoin, P. G. «Rigorous justification of the |E|4 enhancement factor in Surface Enhanced Raman Spectroscopy». Chemical Physics Letters. 423 (2006), pp. 63-66. [51] Guerrero, A. R., Zhang, Y. y Aroca, R. F. «Surface-enhanced fluorescence». Small. 50 (2012), pp. 665-668. [52] Cang, H., Labno, A., Lu, C. G., Yin, X. B., Liu, M., Gladden, C., Liu, Y. M. y Zhang, X. «Probing the electromagnetic field of a 15-nanometre hotspot by single molecule imaging». Nature. 469 (2011), pp. 385. [53] Tam, F., Goodrich, G. P., Johnson, B. R y Halas, N. J. «Plasmonic enhancement of molecular fluorescence». Nano Letters. 7 (2007), pp. 496-501. [54] Etchegoin, P., Cohen, L. F., Hartigan, H., Brown, R. J. C., Milton, M. J. T. y Gallop, J. C. «Electromagnetic contribution to surface enhanced Raman scattering revisited». The Journal of Chemical Physics. 119 (2003), pp. 5281-5289. [55] Schatz, G. C., Young, M. A. y Van Duyne, R. P. «Electromagnetic mechanism of SERS». Top Applied Physics. 103 (2006), pp. 19-46. [56] Schatz, G. C. y Van Duyne, R. P. «Electromagnetic mechanism of surface-enhanced spectroscopy». En J. M. C.a. P. R. Griffiths (ed.), Handbook of Vibrational Spectroscopy, Vol. Volume 1, John Wiley & Sons, Ltd, 2002, pp. 759-774.

82

Ampli_plas_02.indd 82

02/07/14 13:45

Espectroscopía Raman y su amplificación por plasmones localizados en nanoestructuras metálicas [57] Jackson, D. J. Classical Electrodynamics, John Wiley & Sons, Inc., 1999. [58] Kerker, M., Wang, D. S. y Chew, H. «Surface Enhanced Raman Scattering (SERS) by molecules adsorbed at spherical particles». Applied Optics (1980), pp. 41594173. [59] Gersten, J. y Nitzan, A. «Electromagnetic theory of enhanced Raman scattering by molecules adsorbed on rough surfaces». Journal of Chemical Physics. 73 (1980), pp. 3023-3037. [60] Bohren, C. F. y Huffman, D. R. Absorption and Scattering of Light by Small Particles, Wiley Interscience, New York, 1983. [61] Mie, G. «Considerations on the Optics of Turbid Media, Especially Colloidal Metal Sols». Ann Physik. 25 (1908), pp. 377-445. [62] Kerker, M., Wang, D.-S. y Chew, H. «Surface enhanced Raman scattering (SERS) by molecules adsorbed at spherical particles». Applied Optics. 19 (1980), pp. 41594174. [63] Shorygin, P. P. «Resonant Combinational Scattering of Light». Izvestia Akad Nauk, SSSR. XVII (1953), pp. 581-585. [64] Albrecht, A. C. y Hutley, M. C. «On the dependence of vibrational Raman intensities on the wavelength of the incident light». The Journal of Chemical Physics. 55 (1971), pp. 4438-4443. [65] Shorygin, P. P. y Krushinskij, L. L. «Early Days and Later Development of Resonance Raman Spectroscopy». Journal of Raman Spectroscopy. 28 (1997), pp. 383-388. [66] Adamsom, A. W. Physical Chemistry of Surfaces, John Wiley & Sons, Inc., New York, 1990. [67] Franchy, R. «Surface and Bulk Photochemistry of Solids». Reports on Progress in Physics. 61 (1998), pp. 691-753. [68] Sánchez-Cortes, S. y García-Ramos, J. V. «Anomalous Raman Bands App.earing in SERS». Journal of Raman Spectroscopy. 29 (1998), pp. 365-371. [69] Albrecht, A. C. «On the theory of Raman intensities». The Journal of Chemical Physics. 34 (1961), pp. 1476-1484. [70] Lombardi, J. R. y Birke, R. L. «A Unified View of Surface-Enhanced Raman Scattering». Accounts of Chemical Research. 42 (2009), pp. 734-742. [71] Alessio, P., Constantino, C. J. L., Aroca, R. F. y Oliveira, O. N., Jr. «Surfaceenhanced Raman scattering: metal nanostructures coated with Langmuir-Blodgett films». Journal of the Chilean Chemical Society. 55 (2011), pp. 469-478. [72] Campion, A. y Kambhampati, P. «Surface-enhanced Raman scattering». Chemical Society Reviews. 27 (1998), pp. 241-250. [73] Otto, A., Mrozek, I., Grabhorn, H y Akemann, W. «Surface-enhanced Raman scattering». Journal of Physics: Condensed Matter. 4 (1992), p. 1143. [74] Otto, A. «Surface-enhanced Raman scattering of adsorbates». Journal of Raman Spectroscopy. 22 (1991), pp. 743-752. [75] Greenler, R. G. y Slager, T. L. «Method for obtaining raman-spectrum of a thinfilm on a metal surface». Spectrochimica Acta Part a-Molecular and Biomolecular Spectroscopy. A 29 (1973), pp. 193-201.

83

Ampli_plas_02.indd 83

02/07/14 13:45

Amplificación plasmónica de espectros Raman y de fluorescencia [76] Greenler, R. G. «Infrared study of adsorbed molecules on metal surfaces by reflection techniques». The Journal of Chemical Physics. 44 (1966), pp. 310-315. [77] Moskovits, M. «Surface selection rules». The Journal of Chemical Physics. 77 (1982), p. 4408. [78] Creighton, J. A. «The selection rules for surface-enhanced Raman spectroscopy». En R. J. H. Clarkand R. E. Hester (eds.), Spectroscopy of Surfaces, Wiley, Chichester, 1988, p. 37. [79] Ayars, E. J., Hallen, H. D. y Jahncke, C. L. «Electric field gradient effects in Raman spectroscopy». Physical Review Letters. 85 (2000), pp. 4180-4183.

84

Ampli_plas_02.indd 84

02/07/14 13:45

CAPÍTULO 3

Métodos experimentales de la espectroscopía amplificada por superficie 3.1.

INTRODUCCIÓN

La espectroscopía Raman aumentada por superficie que hoy conocemos como SERS se observó por primera vez sobre superficies rugosas inducidas sobre los electrodos de plata u oro gracias a ciclos de oxidación-reducción[1]. La interpretación correcta de esta observaciones electroquímicas, y el comienzo de los estudios de este nuevo fenómeno físico llegó años más tarde con un estudio detallado de los espectros de Raman aumentado por superficies de la piridina y otras aminas sobre la superficie rugosa de un electrodo de plata[2]. El mismo año otro estudio electroquímico de la piridina sobre plata rugosa confirma la observación de intensidades de Raman aumentadas[3], y los modelos para estas superficies rugosas no tardaron en aparecer en la literatura[4]. Siguiendo estudios electroquímicos apareció el primer trabajo experimental usando un coloide metálico de oro para producir el mismo fenómeno[5]. El uso de coloides metálicos resalta el papel fundamental que juegan las nanopartículas metálicas en la observación del SERS. En la actualidad sabemos que SERS se observa principalmente en substratos metálicos nanoestructurados[6]. Esta conexión fundamental entre SERS y nanoestructuras le ha dado a este fenómeno una dimensión sin precedentes, conectando la propiedades ópticas moleculares con la plasmónica de la nanoestructuras y creando una nueva «industria» en la fabricación de substratos para el SERS y con ello un campo de aplicaciones que se sigue expandiendo en disciplinas como la ciencias de materiales, la química analítica y la biología. Desde este punto de vista, los métodos experimentales del SERS están sujetos al las propiedades ópticas de la nanoestructura fabricada o por fabricar. Por eso, es razonable resumir los métodos experimentales usando como referencia el substrato a emplear, ya que nos permite discutir propiedades comunes al fenómeno SERS, primero independientemente de las interacciones con el analito (molécula a determinar) y posteriormente examinar las singularidades de aquellos casos en que el analito interactúa física o «químicamente» con la nanoestructura en cuestión. La fabricación de nanoestructuras para SERS es un campo muy activo de investigación. Los métodos de fabricación de sistemas SERS se han clasificado en dos corrientes principales según la dirección en la generación de las nanoestructuras. Si se produce la generación de nanoestructuras a partir de elementos de menor tamaño, normalmente los átomos de los metales empleados, estamos hablando de métodos abajo-arriba (bottom-up en inglés). Sin embargo, los métodos arriba-abajo (o up-bottom) parten de sistemas metálicos macroscópicos e inducen la disgregación o reestructuración de los mismos. En la figura 3.1 se representan las publicaciones relacionadas con la técnica SERS clasificadas según los sustratos empleados hasta el 2012. 85

Ampli_plas_03.indd 85

02/07/14 13:45

Amplificación plasmónica de espectros Raman y de fluorescencia Publicaciones 4.500 4.000 3.500

Nanoestructuras Para SERS

3.000 2.500 2.000 1.500 1.000 500 0 Coloidal Coloidal Electro Ag Au de Ag

SIF

Litografía Coloidal Cu

Figura 3.1. Número de publicaciones de los artículos SERS publicados hasta la fecha en función de los distintos sistemas utilizados: nanopartículas de Ag (Ag NPs), nanopartículas de Au (Au NPs), electrodos de Ag, películas de Ag, películas de nanolitografía y nanopartículas de Cu (Cu NPs).

Se puede apreciar que las nanoestructuras fabricadas por medio de la química de soluciones coloidales es la más usada seguida por experimentos en electroquímica. Los islotes de plata (Silver Island Films – SIF) representan una forma de crear estructuras semi-reproducibles con un alto valor de amplificación. La litografía permite producir nanoestructuras reproducibles. Sin embargo, los factores de amplificación no son los más altos. Un área de continuo crecimiento en la literatura del SERS es la funcionalización de nanoestructuras, esto es independiente de la forma de fabricación de la nanoestructura metálica. En este capítulo, se pretende llevar a cabo un estudio comparativo de la fabricación y de las propiedades de estos sustratos para SERS con el fin de orientar al usuario sobre la conveniencia de un sustrato u otro en función de los materiales y procesos a estudiar. 3.2.

ELECTRODOS METÁLICOS

Como se ha mencionado anteriormente, los electrodos metálicos fueron los primeros sustratos metálicos en ser empleados para obtener un espectro SERS de la piridina por Fleischmann y col.[7]. Para ello estos autores emplearon electrodos metálicos sometidos a varios ciclos de oxidación-reducción. Sin embargo, el inusitado aumento de la señal Raman fue explicado en base a un aumento de la superficie global del metal por efecto de la corrugación. La verdadera explicación del fenómeno fue dada por Van Duyne[2] y posteriormente por Creighton et al.[8] al comprobarse que el aumento de la superficie no podía explicar por sí solo el considerable aumento de la señal Raman sobre los electrodos. Los espectros SERS sobre electrodos metálicos ayudaron a la interpretación de la naturaleza del efecto SERS, al demostrar la existencia de un mecanismo adicional al electromagnético: el mecanismo de transferencia de carga (TC). Ello es posible gracias a la posibilidad de variación 86

Ampli_plas_03.indd 86

02/07/14 13:45

Métodos experimentales de la espectroscopía amplificada por superficie

del potencial eléctrico aplicado a la superficie metálica[9]. Aunque los coloides metálicos son los sistemas más empleados, los electrodos de Ag han sido también muy usados en la obtención de espectros SERS, ya que sobre esos sistemas se pueden estudiar fenómenos de gran interés químico-físico como es la reducción de las moléculas adsorbidas[10], la trasferencia de carga que se produce entre el metal y el adsorbato[11, 12] o la modificación de adsorbatos por polimerización[13-16]. Los experimentos SERS realizados sobre electrodos de Ag demostraron la existencia de clusters de este metal sobre la superficie, sobre los que tiene lugar la intensificación mediante el mecanismo TC[17, 18]. Asimismo, los trabajos de Pemberton y col., demostraron también la importancia del mecanismo químico mediente el uso de electrodos de Ag recubiertos de Pb y Pt[19, 20]. El recubrimiento de electrodos de metales activos en SERS (Ag y Au) con otros metales con actividad catalitica (Pt, Pd, Rh) relanzó las aplicaciones catalíticas de los electrodos, con la posibilidad del empleo de los espectros SERS resultantes en la caracterización de los productos obtenidos[21, 22]. En los últimos años el grupo de Tian y col., emplearon electrodos de metales de transición distintos a los clásicos para obtener SERS, tales como Pt, Pd, Rh, Ru, Fe y Ni[23-25]. La preparación de los electrodos metálicos para SERS implica el uso de una célula electroquímica clásica con tres electrodos: el electrodo de trabajo, normalmente de Ag, Au o Cu, que es el que se somete a varios ciclos de oxidación y reducción, el electrodo auxiliar, para el que se emplea normalmente un filamento de Pt, y el electrodo de referencia, normalmente consistente en un electrodo saturado de calomelanos o Ag/AgCl. En la figura 3.2 se muestra una célula elecElectrodo de referencia Ag/AgCI/KCI saturado

Electrodo auxiliar

Electrodo de trabajo

2 seg + 0,60 V V 2 seg − 0,60 V

t

Figura 3.2. Electrodos metálicos. Arriba: electrodo empleado en el registro de espectros SERS, con descripción de las diferentes partes. Abajo: esquema de los ciclos de oxidaciónreducción aplicados en la inducción de la nanoestructura para medidas SERS.

87

Ampli_plas_03.indd 87

02/07/14 13:45

Amplificación plasmónica de espectros Raman y de fluorescencia

troquímica. El tamaño de la misma depende del volumen de muestra que se desea analizar. La rugosidad del electrodo de trabajo depende del número de ciclos de oxidación reducción y del tiempo entre los mismos. En un experimento clásico se aplican ciclos entre +0,6 V y −0,5 V empleando un tiempo de 2 segundos en cada potencial extremo (figura 3.2, parte inferior). Durante el ciclo anódico (cuando el potencial aplicado al electrodo de trabajo es positivo) se induce la desorción de iones Ag+ desde el metal hacia la disolución circundante. Es decir, la reacción que tiene lugar es: Ag → Ag+ + e−. Durante el ciclo catódico (cuando el potencial aplicado al electrodo de trabajo es negativo) el flujo de carga induce la deposición de plata sobre la superficie del electrodo mediante la reacción de reducción: Ag+ + e− → Ag. Este último proceso da lugar a la formación de nanopartículas de Ag sobre las que es posible entonces una intensificación de la señal Raman mediante SERS. 3.3.

PELÍCULAS METÁLICAS

Las películas metálicas se obtienen por deposición de metales sobre determinados soportes. Estos sistemas pueden ser divididos en dos grandes grupos: los islotes metálicos o SIF y las películas de nanopartículas obtenidas por nanolitografía. 3.3.1. Islotes metálicos Las propiedades ópticas de los islotes de metal han sido estudiadas por muchos grupos y desde mucho antes del descubrimiento del SERS. Los más estudiados son los islotes de plata[26] y los de oro[27] que son los más importantes para el trabajo en SERS. Durante los primeros años del desarrollo del SERS, Eagen[28] hace un estudio detallado de la amplificación de la absorción de colorantes que cubren la superficie de una nanopartícula de plata. Este mismo planteamiento es después usado para explicar la absorción amplificada por superficie el la región del infrarrojo o SEIRA (surface-enhanced infrared absorption)[29]. El método más común para preparar los islotes de plata, tanto mono- como bimetalicos es el de la evaporación física del metal sobre un substrato apropiado para los experimentos de SERS, comúnmente vidrio o cuarzo. Los islotes pueden prepararse por evaporación seguida de deposición del metal sobre vidrio limpio, el cual se mantiene a una temperatura constante durante el proceso de evaporación. La evaporación se hace a presiones de 10−6 − 10−7 Torr (1 Torr = 133,322 Pa) usando un equipo de la firma Balzers BSV 080 el cual lleva un oscilador de quarzo que permite controlar la cantidad de masa evaporada. Este equipo adicional es un XTC Inficon. La calidad de la película depende, entre otros factores, de velocidad de evaporación. Para el caso elegido que se muestra en la figura 3.3, esta velocidad fue de 0,5 Å/s. La distancia entre el recipiente con el metal a evaporar y el sustrato es también un factor importante en la construcción del evaporador. Los islotes bimetálicos preparados con Ag/Au hasta un grosor de masa de 10 nm se pueden preparar haciendo una evaporación por partes. Primero se evaporan 5 nm 88

Ampli_plas_03.indd 88

02/07/14 13:45

Métodos experimentales de la espectroscopía amplificada por superficie

de Ag sobre el sustrato de vidrio, manteniendo la temperatura del sustrato a 200 °C. Después se enfría lentamente (1-2 horas) hasta alcanzar la temperatura ambiente. Es necesario volver a presión ambiente (si solo se tiene una fuente de evaporación) para cambiar el evaporador de metal (Ag por Au). La cámara de vacío se vuelve a los 10−6 − 10−7 Torr y se procede a evaporar 5 nm de grosor de masa en Au sobre la película de plata a 200 °C. Es conveniente, mantener el sustrato a la temperatura de deposición por una hora después de terminada la evaporación. En la figura 3.3, se muestran los resultados de una película evaporada de plata sobre vidrio. La imagen de microscopía de fuerza atómica (AFM) demuestra la regularidad conseguida en las nanoestructuras. El color lateral da la altura de las estructuras y a la izquierda se puede ver el espectro de absorción, característico de plasmones localizados de superficie en acuerdo con el tamaño y forma de las nanoestructuras. Además de múltiples trabajos en SERS, los islotes de plata y oro se han usado con éxito en la amplificación de los espectros infrarrojos (SEIRA)[29] y amplificación de la fluorescencia[30, 31] como se verá en el capítulo 5. Tal como se dijo en la discusión anterior, son numerosas las variables que controlan el crecimiento de islotes de plata y oro para experimentos en SERS. La optimización de estas variables es más bien empírica y motivada por la aplicación para la cual se fabrican los islotes. Por ejemplo, Driskell et al.[32] evaporan la plata usando un ángulo oblicuo, con lo que consiguen islotes estructurados (nanocilindros) con factores de amplificación muy alto en la región de los 785 nm. Existe aquí un amplio campo de posibilidades para la fabricación de islotes de plata y oro usando la evaporación del metal y variando el sustrato, incluyendo la formación de sobre-capas, bimetálicos, usando máscaras para dirigir la formación de nanoestructuras, cambiando el ángulo de deposición, etc. Una vez que la película metálica de islotes esta hecha, continúan los desafios. Uno de los más importantes es la fotodinámica en la superficie de las nanoestructuras. En el grupo de Kathy Rowlen, este ha sido un tema que dio lugar a varias contribuciones interesantes. En primer lugar, en un artículo sobre el efecto linterna de los islotes de plata[33], es decir, emisión irregular con o sin molécula a investigar, se demuestra que el llamado «pestañeo» que se observa cerca del límite

Absorbancia

0,6

27 nm

Plasmón localizado de superficie

0,4 0,2

0 nm

0

100 nm

400 500 600 700 Nanómetros

Figura 3.3. Islotes de Ag preparados por evaporación de Ag sobre vidrio. Izquierda: espectro de extinción correspondiente a las nanopartículas de Ag. Derecha: imagen AFM de los islotes generados.

89

Ampli_plas_03.indd 89

02/07/14 13:45

Amplificación plasmónica de espectros Raman y de fluorescencia

de detección de una molécula, es en realidad una propiedad de la película metálica y no del SERS. Recientemente, la fotodinámica de los islotes de plata se ha investigado considerando el efecto del oxígeno en la emisión de la radiación[34, 35]. La diferencia entre sistemas anaeróbicos y aeróbicos es evidente y, además, apoyan la explicación de que el pestañeo no es una propiedad de los espectros de una molécula. Los islotes de oro siguen siendo estudiados con igual intensidad que los de plata para las aplicaciones lineales[36], como así también en las aplicaciones nolineales de amplificación de señales ópticas[37]. Para concluir esta breve discusión de los islotes metálicos, es necesario decir que existe investigación en metales tales como aluminio[38]; pero los más importantes para un amplio rango de aplicaciones son los de plata y oro, o, bimetálicos de estos dos metales. 3.3.2. Películas obtenidas por nanolitografía La fabricación de películas de nanopartículas por nanolitografía con aplicaciones en espectroscopía SERS fue posible gracias a los trabajos realizados por el grupo de Van Duyne y col.[39-41]. Esta técnica consiste en el crecimiento de nanopartículas inmovilizadas en una superficie por evaporación del metal sobre soportes en los que se han depositado previamente máscaras consistentes en nanoesferas de poliestireno, tal como se muestra en la figura 3.4. El proceso de fabricación permite la obtención de superficies en las que se puede controlar el tamaño y la forma de las nanopartía) Limpieza de sustrato

b) Inmovilización esferas de PS

Vidrio d) Eliminación de esferas de PS

c) Deposición de Ag

e) Imagen AFM de película de Ag

5.000 nm

Figura 3.4. Esquema de la fabricación de superficies por nanolitografía: a) Preparación y limpieza del sustrato (p. ej., vidrio); b) inmovilización de esferas de poliestireno (PS) por spincoating; c) deposición de una película de Ag por evaporación; d) eliminación de PS mediante CH2Cl2, y e) Imagen AFM de la película formada (véase referencia 40 para más detalles).

90

Ampli_plas_03.indd 90

02/07/14 13:45

Métodos experimentales de la espectroscopía amplificada por superficie

culas, así como el espaciado entre las mismas. Por tanto, la mayor ventaja de estos sistemas es el excelente control de las propiedades plasmónicas de las nanopartículas. La regularidad espacial de las superficies obtenidas permite el uso de estos sistemas en la detección de pequeñas cantidades de analito adsorbidas sobre la superficie, usando como señal el cambio en el plasmón de superficie que se consigue medir al quedar adsorbida la molécula analito sobre las nanopartículas[42]. Así, estos sistemas se han empleado en la detección de biomoléculas como concanavalina A y péptidos responsables de la enfermedad de Alzheimer[43, 44]. Asimismo, estas superficies permiten efectuar un estudio de partículas individuales (single-particle) con el fin de estudiar el efecto amplificador SERS de diferentes morfologías[45]. 3.4.

NANOPARTÍCULAS METÁLICAS EN SUSPENSIÓN O COLOIDES METÁLICOS

Los coloides metálicos son considerados hoy en día los sustratos más efectivos para la técnica SERS[46]. Estos sistemas se conocen desde tiempos remotos, ya que en tiempos de los romanos ya se empleaban coloides de Au para decorar vidrios. Los coloides de metales están integrados por nanopartículas metálicas (NPM) cuyos tamaños y formas varían según el método empleado para su preparación. La mayor parte de los experimentos SERS han sido llevados a cabo empleando nanopartículas de los metales Ag, Au y Cu en suspensión acuosa. Veamos primero algunas propiedades de estos sistemas metálicos en suspensión. Los coloides son sistemas intermedios entre las verdaderas disoluciones y las suspensiones groseras, integrados por nanopartículas de un determinado material (fase dispersa o dispersoide) que se encuentran suspendidas en un medio de naturaleza diferente al de la partícula en suspensión (medio de dispersión). Normalmente los sistemas que más se adaptan a tal definición son partículas sólidas suspendidas en gases, fluidos e, incluso, sólidos, aunque también encontramos propiedades coloidales en macromoléculas o asociaciones supramacromoleculares en suspensión. Lo que realmente caracteriza las suspensiones coloidales es el tamaño de las partículas o macromoléculas en suspensión. El tamaño de las partículas en suspensión en los coloides es intermedio entre los tamaños de las disoluciones verdaderas y las suspensiones groseras, estando comprendido entre 200 nm y 1 nm[47, 48] aunque estos límites son más bien elásticos. Los coloides metálicos se conocen desde hace mucho tiempo. En la antigüedad se empleaban ya los coloides de oro como sustancias colorantes en la fabricación de vidrios[49]. Desde los tiempos de Faraday se conocen las especiales propiedades ópticas de «los metales finamente divididos», como él solía definir las suspensiones coloidales de metales[50]. Estas suspensiones poseían colores diferentes según el método que se emplease en su preparación. El mecanismo preciso de dicha coloración fue propuesto por G. Mie, quien mostró que los colores de los coloides metálicos, considerados como suspensiones de partículas esféricas, eran una consecuencia conjunta de la absorción y difusión (scattering) de la luz[51]. En los últimos tiempos las técnicas de fabricación y modificación de coloides metálicos o semiconductores se han desa91

Ampli_plas_03.indd 91

02/07/14 13:45

Amplificación plasmónica de espectros Raman y de fluorescencia

rrollado extraordinariamente con el fin de obtener partículas con morfologías y propiedades adecuadas para ser empleadas en dispositivos nanoscópicos con aplicaciones diversas: dispositivos electrónicos, ópticos, espectroscópicos, etc. En la preparación de sistemas coloidales con diferentes aplicaciones una cuestión de máxima importancia es la posibilidad de controlar la forma y el tamaño de las nanopartículas obtenidas, ya que las propiedades optoelectrónicas que de ellas se deriven dependen íntimamente de aquellos parámetros. Las partículas coloidales en suspensión son sistemas metaestables que tienden a precipitar con el tiempo. A la hora de preparar coloides metálicos, se debe prestar especial atención a la estabilización de los mismos mediante diferentes medios. La estabilización de los mismos depende de la carga residual sobre las partículas, que a su vez está determinada por el método de preparación. Antes de pasar a describir los métodos de fabricación, caracterización y modificación de sistemas coloidales metálicos, es conveniente repasar algunas  de las características físico-químicas de los coloides metálicos y de sus interfases. 3.5.

PROPIEDADES ELÉCTRICAS DE LAS SUPERFICIES DE NANOPARTÍCULAS METÁLICAS: POTENCIAL ZETA Y AGREGACIÓN DE NANOPARTÍCULAS

Un aspecto importante a tener en cuenta cuando se considera la estabilidad de los coloides metálicos, son sus propiedades superficiales, las cuales determinan la aplicación ulterior de estos sistemas. Las nanopartículas metálicas presentan una interfase con cargas positivas, debidas a un defecto de electrones en los átomos de la superficie que pasan al medio que las circunda. Esta carga es neutralizada por iones negativos, normalmente procedentes de las sales empleadas en la preparación del coloide. Se forma entonces una doble capa eléctrica que da lugar a la llamada capa de Stern (figura 3.5), integrada por iones rígidamente unidos a la superficie del metal. A continuación se encuentra la capa de difusión, en la que los iones presentan una mayor mobilidad, tal como indica la figura 3.5. Y0 z

Capa Capa de de Stern difusión

Disolución

Figura 3.5. Distribución de iones sobre la superficie metálica con indicación del potencial eléctrico sobre la superficie (Y0) y el potencial zeta (x).

92

Ampli_plas_03.indd 92

02/07/14 13:45

Métodos experimentales de la espectroscopía amplificada por superficie

Como consecuencia de la distribución de cargas positivas y negativas sobre la superficie, la partícula metálica presenta una carga neta negativa. La carga residual del metal en su superficie es una propiedad importante que asegura la estabilidad de las partículas metálicas en suspensión. El potencial eléctrico en la superficie (Y0) es difícil de determinar. Sin embargo, es más fácil medir el potencial en la interfase entre la capa de Stern y la de difusión, el cual recibe el nombre de potencial zeta (z). El valor de este potencial es importante, ya que del mismo dependen buena parte de las propiedades físico-químicas de las nanopartículas, tales como su movilidad, difusibilidad y estabilidad[52]. La estabilidad de estos sistemas está gobernada por un balance entre fuerzas atractivas, de tipo van der Waals y fuerzas repulsivas electrostáticas entre nanopartículas cargadas eléctricamente según describe la teoría DLVO (Deryagin-LandauVerway-Overbeek)[53, 54] (figura 3.6).

Energía repulsiva

Repulsión eléctrica Energía de interacción total Barrera de potencial

Energía atractiva

Distancia entre partículas

Energía de atracción Atracción Van der Waals

Figura 3.6. Fuerzas de atracción y repulsión entre nanopartículas (teoría DVLO).

La energía de repulsión electrostática entre partículas, de largo alcance, puede ser expresada de la siguiente forma[55]: U = 2 peaz 2e−kr

(3.1)

donde e es la permitividad eléctrica del medio, a es el radio de las nanopartículas, r es la distancia y 1/k viene a ser el espesor de la doble capa eléctrica. 93

Ampli_plas_03.indd 93

02/07/14 13:45

Amplificación plasmónica de espectros Raman y de fluorescencia

Asimismo, la energía de atracción debida a la interacción por fuerzas de dispersión de London, que son de mucho menor alcance, puede ser expresada como[55] U=

Aa 12(r − 2a)

(3.2)

donde A es la constante de Hamaker, y a es el radio de la partícula. Del balance entre estas energías resulta una curva (figura 3.6) con un máximo correspondiente a la barrera de potencial que las partículas han de vencer para poder aproximarse lo suficiente como para adherirse y agregarse. La barrera energética depende del potencial z de las nanopartículas. La disminución del potencial z puede inducirse bien por adsorción de una molécula neutra sobre el metal, bien por neutralización de la carga residual de la partícula o bien por otros métodos, lo que da lugar a una consiguiente reducción de la barrera de potencial y a la agregación de las partículas. Por otra parte, la agregación puede tener lugar a través de distintos mecanismos, conduciendo a morfologías y, por tanto, propiedades ópticas también diferentes según veremos en el siguiente apartado. 3.6.

CARACTERIZACIÓN DE NANOPARTÍCULAS METÁLICAS: REGÍMENES DE AGREGACIÓN DE NANOPARTÍCULAS METÁLICAS

La caracterización de nanopartículas metálicas puede hacerse mediante métodos espectroscópicos (absorción visible-UV, Raman, difusión de luz dinámica, etc.) o microscópicos (microscopías electrónicas de transmisión, de barrido, microscopía de fuerzas atómicas, etc.). 3.6.1. Espectroscopía de absorción visible-UV Los espectros de extinción permiten conocer la longitud de onda en la que tiene lugar la resonancia de los plasmones de las nanopartículas metálicas. Esta resonancia, a su vez, está relacionada con el tamaño y morfología de las mismas. Los mecanismos de agregación de coloides pueden también deducirse de los cambios observados en los espectros de extinción una vez transcurrida la agregación. Cuando tiene lugar la agregación, la banda de extinción correspondiente a los plasmones de partículas sin agregar (figura 3.7) decrece, apareciendo una nueva a mayores valores de l, debida a plasmones de partículas agregadas. La posición de esta segunda banda está estrechamente relacionada con el mecanismo de agregación. Para que ocurra la agregación, el potencial z de la partícula ha de reducirse por desplazamiento de los iones adsorbidos por un adsorbato de carga cero. Cuanto mayor sea la concentración del adsorbato mayor será la reducción y, por tanto, menor la barrera de potencial que tengan que vencer las partículas. Por otra parte, el mecanismo de agregación de las partículas metálicas depende estrechamente de la densidad de carga existente sobre la superficie de la partícula[56]. 94

Ampli_plas_03.indd 94

02/07/14 13:45

Métodos experimentales de la espectroscopía amplificada por superficie

Coloide sin agregar a)

Absorbancia

Agregados globulares d)

Agregados lineales b)

c)

400

500 600 l(nm)

700

Figura 3.7. Efecto de la agregación en coloide de Ag obtenido por reducción con borohidruro sobre la resonancia de plasmón, en función de la concentración del adsorbato dimetilcitosina (DMC): a) sin adsorbato y a concentraciones de DMC; b) 10–6; c) 10–5, y d) 10–3 M.

A altas concentraciones de adsorbato, se reduce mucho la densidad de carga, produciéndose una agregación del coloide controlada por difusión (DLCA, difusion-limited colloid aggregation)[57, 58] de la que resultan morfologías más globulares con absorción de plasmones a menores valores de l (figura 3.7). En cambio, a bajas concentraciones, la agregación está controlada por la adhesión partículapartícula (RLCA, reaction-limited colloid aggregation)[57, 59, 60] debido a la alta carga residual, dando lugar a morfologías más ramificadas y plasmones desplazados hacia mayores valores de l. En definitiva, se obtienen agregados de morfología fractal cuya mayor o menos ramificación se puede expresar mediante la dimensión fractal df . Se observa que df disminuye a medida que aumenta la longitud de onda a la que los plasmones de la partícula son resonantes[59]. Las nanopartículas metálicas pueden ser también caracterizadas mediante técnicas microscópicas, las cuales permiten un seguimiento de procesos de agregación, tal como se verá más adelante. 3.7.

MÉTODOS DE PREPARACIÓN DE COLOIDES METÁLICOS

Los métodos de preparación de nanopartículas en disolución más utilizados son los basados en una reducción química de los iones metálicos correspondientes. El primero en describir de forma sistemática la formación de nanopartículas metálicas fue Faraday en el siglo xix[61]. Sin embargo, en fecha reciente se han descrito otros métodos basados en el uso de herramientas más modernas como los láseres o radiación gamma. 95

Ampli_plas_03.indd 95

02/07/14 13:45

Amplificación plasmónica de espectros Raman y de fluorescencia

3.7.1. Reducción química Los métodos basados en la reducción química resultan ser variaciones de los descritos por Turkevich et al.[62], que consisten en la reducción de una sal del metal mediante un reductor químico. La naturaleza del reductor, su concentración y la temperatura a la que tiene lugar la reducción determinan la forma, el tamaño y las propiedades eléctricas de las partículas resultantes. Por tanto, la elección de estas condiciones dependerá de la aplicación ulterior de las nanopartículas obtenidas. La reacción de reducción que tiene lugar sigue el siguiente esquema: M p+ + Red → M 0 + Prod

(3.3)

Una vez formados los átomos del metal, se produce un proceso de crecimiento de nanopartículas. Algunos experimentos, respaldados por cálculos teóricos, sugieren que en primer lugar se forman agrupaciones oligoméricas (clusters) que con el tiempo se agregan para dar nanopartículas de carácter metálico[63], según muestra el siguiente esquema: nM 0 → Mn mMn → Mn*m

(3.4)

Hay que tener en cuenta que los productos de la reducción (el contraión del ión metálico: N p+; y la especie resultante de la oxidación de reductor: Prod) estarán presentes en el medio una vez ocurrida la reacción. La primera aplicación de coloides metálicos en experimentos SERS se debe a Creighton y col., en 1979[5], empleando borohidruro sódico como reductor de nitrato de plata, para formar coloides de Ag, o ácido tetracloro áurico en el caso de la fabricación de los coloides de Au. Una variación del método de reducción por citrato trisódico propuesto por Turkevich también se ha empleado en la fabricación de nanopartículas de Ag y Au para SERS por Lee & Meisel[64]. Este último método ha sido el más empleado hasta la fecha para la fabricación de nanopartículas metálicas y, por extensión, el sustrato más común en espectroscopía SERS. El borohidruro es un enérgico reductor, por lo que es necesario llevar a cabo la reacción en frío para evitar una agregación excesiva de las partículas iniciales. El citrato, sin embargo, es un reductor más débil y necesita una alta temperatura durante un tiempo prolongado para poder reducir el metal. Otros reductores empleados más recientemente en la fabricación de nanopartículas metálicas son hidracina, hidroxilamina o ácido fórmico, que presentan la ventaja de poder hacer la reducción a temperatura ambiente y de una descomposición de los productos de reducción (Prod) a N2 o CO2, los cuales se desprenden en estado gaseoso de la suspensión, desapareciendo de la misma. La reducción con hidroxilamina ha alcanzado una gran difusión en los últimos años como método de preparación rápido y eficaz. Sin embargo, este método presenta la desventaja de exigir un medio alcalino a la reducción, y la formación de óxidos de nitrógeno como productos. Estos últimos compuestos pueden reaccionar con el agua induciendo la formación de ácidos de N que dan lugar a una consiguiente acidificación del medio. 96

Ampli_plas_03.indd 96

02/07/14 13:45

Métodos experimentales de la espectroscopía amplificada por superficie

La morfología de las nanopartículas resultantes de la reducción está estrechamente relacionada con el método de preparación de las mismas (figura 3.8). Las nanopartículas preparadas con citrato dan lugar a una mayor distribución de tamaños y formas, con presencia de varillas (figura 3.8c), mientras que las partículas obtenidas por reducción con borohidruro o hidroxilamina presentan una distribución de tamaños más homogénea, con formas esferoidales (figura 3.8a y 3.8b, respectivamente). Asimismo, los coloides preparados con borohidruro dan lugar a partículas con tamaños más reducidos (figura 3.8a), lo que se atribuye al mayor poder reductor del borohidruro, el cual induce la formación de un mayor número de puntos de nucleación de átomos del metal. El diámetro medio de las partículas preparados por reducción con borohidruro es de 15 nm, mientras que el de las preparadas por reducción con citrato es de 45 nm, lo que hace que los espectros de extinción de estos últimos estén más desplazados hacia el rojo. Por otra parte, un mismo reductor puede dar lugar a diferentes tamaños medios de partícula y distribución de tamaños, dependiendo de la naturaleza del metal, lo que da lugar a diferentes plasmones metálicos al cambiar el tamaño. En la figura 3.8d se muestran los espectros de extinción de un coloide de oro obtenido por reducción con citrato, el cual presenta una resonancia de plasmón

200 nm

0,2

0,1

393

408

100 nm

Extinción

d = 20 nm

d = 45 nm B)

A)

0,05

0,1

427 520

200 nm

100 nm

d = 15 nm

d = 50 nm C) 400

D) 600 400 Longitud de onda (nm)

600

Figura 3.8. Espectros de extinción e imágenes TEM de nanopartículas de Ag obtenidas por reducción con NaBH4 A), clorhidrato de hidroxilamina B) y citrato trisódico C). La figura D) muestra los espectrs de extinción e imagen TEM de nanopartículas de Au obtenidas por reducción con citrato trisódico.

97

Ampli_plas_03.indd 97

02/07/14 13:45

Amplificación plasmónica de espectros Raman y de fluorescencia

a 520 nm, a pesar de que el tamaño medio de las NP de este metal es de 15 nm. Los diámetros de las partículas obtenidas a partir de sales de Ag, Au y Cu, empleando como reductor citrato siguen el siguiente orden: Ag (50 nm) > Au (15 nm) > Cu (3-5 nm). 3.8.

PREPARACIÓN DE NANOPARTÍCULAS MEDIANTE FOTORREDUCCIÓN

La reducción de iones metálicos puede ser también inducida por fotorreducción, es decir, mediante la luz incidente sobre un material o disolución donde se encuentran los iones de partida (M m+). Para que tenga lugar la fotorreducción es necesario el empleo de radiaciones de alta energía, es decir, de longitudes de onda en el verde, el azul o más cortas. El efecto de la radiación se produce en realidad sobre el material o disolvente que rodean los iones Ag+iniciales. En el caso del agua, el efecto de la radiación gamma produce la generación de electrones libres, así como radicales OH y H capaces de reducir el metal a su estado de oxidación M 0[65]. La fotorreducción se puede también inducir mediante radiación visible usando un haz láser focalizado en un punto determinado de una superficie en interfases sólidolíquido. La fotorreducción con láser 514,5 nm da lugar a la formación de nanopartículas de Ag en puntos reducidos de la muestra (unas cuantas micras)[66], cuyos tamaños y formas dependen de factores como el tiempo de irradiación y la potencia del láser. La fotorreducción permite la obtención de espectros SERS in situ, induciendo solo una modificación de la muestra en el punto donde se ha inducido el crecimiento de nanopartículas de Ag. En la figura 3.9 se muestan las nanopartículas obtenidas por fotoreducción de Ag con un láser a 514,5 nm.

Figura 3.9. Imágenes SEM de nanopartículas de Ag nanoparticles obtenidas por irradiadiación con un láser a 514,5 nm sobre la interfase entre una disolución de AgNO3 (10−5 M) y un soporte de vidrio a dos diferentes magnificaciones según se muestra en la figura.

3.9.

ABLACIÓN LÁSER

La ablación es un típico método up-bottom en el que se induce la obtención de las nanopartículas mediante la irradiación de un sustrato metálico desprovisto de nanoestructura con un haz láser pulsado[67, 68] (figura 3.10). Mediante este método, el tamaño de las partículas puede controlarse modificando los parámetros experi98

Ampli_plas_03.indd 98

02/07/14 13:45

Métodos experimentales de la espectroscopía amplificada por superficie

mentales de la ablación, tales como: energía del pulso, frecuencia de la radiación incidente, frecuencia de los pulsos, etc. Este método presenta la ventaja de proporcionar nanopartículas desprovistas de otras especies contaminantes (contraiones y productos de oxidación), pero resultan menos estables al presentar un menor potencial z en su superficie. Metal

Haz láser pulsado

Nanopartículas

Figura 3.10. Experimento de ablación mediante láser, donde se muestra la producción de nanopartículas de Ag o Au por irradiación de un fragmento del metal correspondiente mediante un láser pulsado.

3.10.

MODIFICACIÓN DE NANOPARTÍCULAS METÁLICAS

Las partículas obtenidas mediante los procedimientos descritos anteriormente pueden ser modificadas para mejorar sus prestaciones. En esta última sección se hará hincapié en algunas modificaciones que pueden realizarse en estos sistemas con el fin de mejorar las propiedades físico-químicas de las nanopartículas metálicas, en relación con su aplicación en espectroscopía Raman intensificada por superficies (SERS): 3.10.1.

Efecto de la temperatura

El cambio de temperatura modifica significativamente las propiedades de los coloides, ya sea durante la preparación de los mismos como a posteriori. Este hecho permite modular propiedades de las partículas como su morfología o potencial de a) Cl−

T b) 0,5 μm

c)

Figura 3.11. Coloide de Ag preparado por reducción química con NaBH4 a) y efecto sobre el mismo de la temperatura b), después de someter al coloide a ebullición durante 60 minutos, y después de la adición de una disolución acuosa de HCl hasta una concentración final 3 × 10−3 M c).

99

Ampli_plas_03.indd 99

02/07/14 13:45

Amplificación plasmónica de espectros Raman y de fluorescencia

superficie al controlar la temperatura. Así se tiene, por ejemplo, que las partículas de Ag obtenidas por reducción con citrato son tanto más grandes cuanto menor es la temperatura durante la reducción. En coloides obtenidos con borohidruro (figura 3.11a), el calentamiento de los mismos tras su obtención, da lugar a la disminución del potencial eléctrico sobre su superficie induciéndose entonces una ligera agregación (figura 3.11b) y favoreciéndose la adsorción de especies con carga negativa. 3.10.2.

Efecto de iones haluro

El ión cloruro modifica profundamente las propiedades superficiales de las nanopartículas, así como su morfología[69]. Este efecto es mucho más pronunciado en el caso de Ag, debido a la alta afinidad de haluros por este metal. El efecto de cloruro sobre las nanopartículas de Ag es múltiple (figura 3.11c): agregación, aumento de superfcie disponible por disgregación, modificación del potencial sobre la superficie, inducción de fenómenos de transferencia de carga adsorbato-metal, ocupación de sitios de adsorción activos del metal, inhibición de actividad catalítica de nanopartículas, etc. 3.10.3.

Recrecido de nanopartículas

Las nanopartículas obtenidas mediante los métodos descritos anteriormente pueden actuar como centros de nucleación de reducciones subsiguientes del metal[70]. El tamaño de las partículas crecidas se puede modular variando la concentración de las partículas semilla de partida. En la figura 3.12, se muestran las imágenes TEM de coloides de Ag obtenidos por reducción con citrato original (figura 3.12a) y crecido a partir de semillas (SC0,05) b), donde x = 0,05 es la fracción molar del coloide semilla. En la figura 3.12c se muestran los espectros de extinción de distintos coloides obtenidos a partir de una diferente cantidad de partículas semilla. El estudio de los espectros de extinción y de las imágenes TEM revela una importante información sobre el proceso de recrecido de las nanopartículas originales, que sugiere que la nucleación (reacción [3.4]) puede tener lugar mediante la formación de agregados iniciales intermedios, con un número determinado de átomos (número mágico), los cuales se agregan ulteriormente para formar agregados de mayor tamaño. 3.10.4.

Coloides mixtos core@shell

La formación de materiales metálicos compuestos núcleo@corteza (llamados comúnmente nanopartículas core@shell) ha despertado el interés de gran número de investigadores en los últimos tiempos, ya que el metal que se encuentra en la parte interna de la nanopartícula mixta determina en gran medida las propiedades ópticas o magnéticas de estos sistemas compuestos, mientras que el metal de la parte externa o corteza es el que determina la funcionalidad y las propiedades eléctricas del sistema al establecerse el valor del potencial zeta en la superficie, una vez adsorbidos los iones sobre la superficie. 100

Ampli_plas_03.indd 100

02/07/14 13:45

Métodos experimentales de la espectroscopía amplificada por superficie

SC0

c)

SC0,50

a) Absorbancia

SC0,25

SC0,05 SC0,10

b)

400

500 600 700 800 Longitud de onda (nm)

Figura 3.12. Izquierda: Micrografías TEM de a) coloides de Ag obtenidos con citrato y b) recrecidos usando 0,05 mL del coloide original, que se dispersaron en 1 mL de agua y sobre los que se procedió a realizar la reducción con citrato tal como se indica en la referencia [70]. Derecha: Espectros de extinción obtenidos por recrecimiento de coloides originales de Ag citrato (SC0) y los obtenidos usando 5 (SC0,05), 10 (SC0,10), 25 (SC0,25) y 50 mL (SC0,50), de suspensión «semilla» llevados hasta un total de 100 mL, empleados en la reducción con citrato tal como se explica en la referencia [70].

Las nanopartículas de diferentes metales presentan diferentes energías de resonancia para los plasmones correspondientes, debido a la diferente permitividad eléctrica. Los coloides de Ag preparados con citrato suelen presentar un máximo de extinción en el intervalo 395-430 nm, según el tamaño (figura 3.8), mientras que en los de Au, preparados mediante el mismo método, el máximo está desplazado unos 100 nm hacia arriba. Para fines determinados, como es la espectroscopía SERS, resultaría interesante combinar las propiedades ópticas de ambos metales para hacerlos activos en una región del espectro electromagnético más amplia. El crecimiento de un metal sobre partículas de otro sigue diferentes mecanismos, dependiendo de la relación N/S (n.º de átomos de metal/superficie disponible). Normalmente se ha estudiado el crecimiento de Ag sobre partículas de Au, debido a que estas presentan una más uniforme distribución de tamaños. Los átomos de Ag suelen depositarse sobre las nanopartículas de Au de tal manera que las cubren casi por completo formando una capa de espesor variable. Sin embargo, también resulta de interés la fabricación de nanopartículas compuestas haciendo depositar Au sobre superficies de Ag ya formadas[71]. Los coloides mixtos obtenidos al variar la relación N/S de Ag muestran los espectros de extinción de la figura  3.13. En principio podría inferirse de los espectros de los coloides cuya fórmula es Ag(100-x)Aux que estos podrían estar formados por nanopartículas de Ag 101

Ampli_plas_03.indd 101

02/07/14 13:45

Amplificación plasmónica de espectros Raman y de fluorescencia

recubiertas de una película de Au de espesor variable. Sin embargo, las imágenes TEM muestran que la morfología de las nanopartículas resultantes es completamente diferente al variar la proporción entre átomos de Ag y átomos de Au. a) Ag99,7Au0,3 d)

Absorbancia

400 b) Ag97Au3

Ag100 − xAux

Ag97Au3 Ag99,7Au0,3

Ag

Ag97Au3 Au

400 500 600 700 800 l (nm)

400

c) Ag93Au7

Figura 3.13. Imágenes TEM de coloides core@shell Ag(100-x)Aux , para los casos en los que x = 0,3 a), 3,0 b) y 7,0 c). d) Espectros de extinción de los diferentes coloides Ag@Au estudiados junto con los correspondientes a Ag y Au.

Las imágenes demuestran la existencia de tres patrones diferentes de crecimiento de Au sobre Ag. A bajas concentraciones de Au, las nanopartículas están compuestas de partículas mixtas de Ag originales recubiertas de partículas más pequeñas de Au (figura 3.13a). A concentraciones intermedias, los átomos de Au parecen depositarse sobre la superficie de Ag de tal manera que las partículas originales de Ag crecen de forma epitaxial, dando lugar a partículas con formas poliédricas altamente facetadas (figura 3.13b). Finalmente, cuando la concentración de Au es alta, las partículas obtenidas parecen resultar de un mecanismo intermedio entre los dos anteriores (figura 3.13c). La figura 3.13d muestra los espectros de extinción de los diferentes coloides core@shell obtenidos para distintas proporciones de Ag y Ag. 3.10.5.

Inmovilización de nanopartículas sobre soportes

Las nanopartículas de una suspensión coloidal pueden ser inmovilizadas sobre un soporte adecuado con el fin de evitar su agregación. Existen muchos métodos de inmovilización descritos en la literatura[72]. Entre ellos los más eficaces son los que consisten en la silanización de un soporte de vidrio mediante la funcionaliza102

Ampli_plas_03.indd 102

02/07/14 13:45

Métodos experimentales de la espectroscopía amplificada por superficie

ción previa de los grupos -OH del vidrio mediante un trialcoxisiloxano unido a una cadena propanotiol o aminopropil. Este proceso permite dotar a la superficie de grupos tioles o grupos amino, con carga positiva, a los que se les pueden unir nanopartículas metálicas mediante enlaces covalentes o iónicos. 3.10.6.

Funcionalización de nanopartículas metálicas

La funcionalización de nanopartículas metálicas se puede llevar a cabo mediante autoensamblaje de moléculas orgánicas sobre su superficie. Este método permite modificar las propiedades interfaciales de las superficies empleadas, aumentando así la sensibilidad y la selectividad SERS de los coloides metálicos. Las nanopartículas metálicas funcionalizadas son sistemas mixtos de altas prestaciones al combinar las propiedades físicas de los sistemas metálicos obtenidos e inmovilizados con las propiedades químicas de las moléculas orgánicas autoensambladas sobre ellos. Una descripción más detallada de la funcionalización de nanopartículas se expone más adelante en la sección 3.12. 3.10.7.

Agregación y ensamblaje de nanopartículas

La adsorción de especies salinas o iónicas sobre la superficie de nanopartículas metálicas reduce el potencial z de la superficie e induce una subsiguiente agregación de las mismas. Este efecto resulta ser beneficioso para obtener intensos espectros SERS[56, 73] ya que los agregados presentan una morfología más apropiada para que tenga lugar la necesaria localización de plasmones de superficie resonante (LSPR). Sin embargo, hay que distinguir entre la agregación de tipo salino, que da lugar a un proceso más incontrolable por simple reducción de carga en la superficie, y la agregación molecular, que genera agregados con morfologías más controlables, en función de la estructura de las moléculas adsorbidas. 3.11.

PREPARACIÓN DE NANOPARTÍCULAS CON FORMAS ANISOTRÓPICAS: NANOVARILLAS, NANOHILOS, NANOPRISMAS, NANODISCOS, NANOESTRELLAS Y NANOFLORES

Las nanopartículas metálicas pueden ser fabricadas en la actualidad con gran variedad de tamaños y de formas[74]. Las propiedades ópticas de las mismas dependen de los factores morfológicos anteriores, por tanto, el control experimental de la síntesis determinará la morfología de las nanopartículas resultantes y, en consecuencia, sus propiedades ópticas. Así, por ejemplo, el empleo de reductores orgánicos más moderados como etanol y polioles como el etilenglicol, que da lugar a nanohilos de plata[75], mientras que el ácido ascórbico genera nanovarillas de Ag y Au[76, 77]. En empleo de cationes surfactantes permite dirigir el crecimiento de las partículas iniciales dando lugar a nanopartículas finales cuyos tamaños y formas dependen de las condiciones experimentales del proceso de crecimiento. Entre 103

Ampli_plas_03.indd 103

02/07/14 13:45

Amplificación plasmónica de espectros Raman y de fluorescencia

estos surfactantes se encuentran el bromuro de tetraoctilamonio o bromuro de cetyltetraoctilamonio[74]. Estos métodos implican el uso de nanopartículas de otro metal, que actúan como semillas, de tal manera que el número inicial de esas semillas determina el radio de las nanopartículas resultantes. En ocasiones, el empleo de estos surfactantes iónicos se complementa con el uso de radiación ultravioleta[78]. Las nanopartículas triangulares o nanoprismas presentan interesantes propiedades como sustratos SERS[79], ya que la resonancia de los plasmones en ellas se puede sintonizar en un intervalo amplio cambiando los parámetros morfológicos de las mismas (tamaño, forma, altura)[80]. Asimismo, otro aspecto de interés en estas partículas es la gran intensificación del campo electromagnético en los vértices del nanoprisma[81]. Estas nanopartículas se pueden fabricar mediante métodos de reducción química combinados con el efecto de la luz, lo que da lugar a nanopartículas de pequeño tamaño que colapsan dando lugar a los nanoprismas[82, 83]. El ión cloruro se ha venido utilizando en los últimos años para la modificación de la morfología de nanopartículas metálicas, bien para la fabricación de octaedros truncados[84] o para la ulterior modificación de estos para dar lugar a nanodiscos[85]. El efecto del cloruro se debe a su actividad disgregante o etching sobre los átomos de Ag situados en determinadas áreas en las nanopartículas ya formadas[86], como los vértices de los nanoprismas. Las nanopartículas obtenidas por estos procedimientos han demostrado su elevada eficacia en espectroscopía SERS[87]. Finalmente las nanoestrellas se han convertido en los últimos años en un sustrato prometedor para su aplicación en diferentes campos como catálisis, electrónica y biodiagnosis. Las nanoestrellas presentan una estructura especial que induce una alta intensificación de campo electromagnético en los intersticios y en las puntas[88, 89]. Las aplicaciones en espectroscopía óptica, y en particular en SERS, empleando nanoestrellas como soportes metálicos han ido en aumento desde 2008[90-94]. Una de las ventajas más notorias de estos sistemas metálicos es la posibilidad de intensificación sin necesidad de agregación con acoplamiento de plasmones entre nanopartículas, como ocurre en el caso de las nanoesferas. Sin embargo, la síntesis de estos sistemas es más bien compleja, ya que requiere de numerosos pasos de reducción sucesiva, en los que es necesaria la adición de especies químicas, que pueden dificultar la adsorción de moléculas para detección SERS. 3.12.

FUNCIONALIZACIÓN DE SUPERFICIES METÁLICAS PLASMÓNICAS

La funcionalización de superficies metálicas mediante autoensamblaje de moléculas orgánicas induce una modificación de las propiedades interfaciales de las superficies metálicas[95], lo que permite aumentar la sensibilidad y selectividad de las medidas espectroscópicas, en particular las realizadas con la técnica SERS, llevadas a cabo mediante esos sistemas. En muchos casos dicha funcionalización es la única manera de obtener espectros SERS de moléculas con baja actividad, debido a su baja afinidad respecto al 104

Ampli_plas_03.indd 104

02/07/14 13:45

Métodos experimentales de la espectroscopía amplificada por superficie

metal[96]. Es el caso de moléculas altamente apolares que no presentan grupos químicos capaces de interaccionar con la superficies metálica. La funcionalización de la superficie se realiza con moléculas que son capaces de interaccionar con el metal, pero que a su vez poseen la capacidad de interaccionar con la molécula a analizar, es decir, que actúan como moléculas ensambladoras o receptoras. La funcionalización con este tipo de compuestos permite la obtención de materiales de propiedades avanzadas, que combinan tanto las propiedades optoelectrónicas de los sustratos metálicos como la selectividad molecular de los receptores moleculares. Las condiciones que han de cumplir las moléculas receptoras empleadas en la funcionalización son: a) alta afinidad por la superficie metálica; b) capacidad de interaccionar con el ligando; c) existencia de una cavidad intra o intermolecular capaz de alojar la molécula ligando, y d) espectro Raman débil para no interferir con el espectro del analito[97]. Los tioles han sido, sin duda alguna, los compuestos más empleados en la modificación de las propiedades superficiales de las superficies metálicas debido a la alta afinidad del grupo tiol respecto a los metales Au y Ag. Por ejemplo, van Duyne y col.[98, 99] modificaron superficies metálicas nanoestructuradas preparadas mediante nanolitografía mediante adsorción conjunta de decanotiol y mercaptohexanol con el fin de preconcentrar lactosa y glucosa, lo que permitió la detección de estos analitos a concentraciones fisiológicas. Green y col., emplearon oligonucleótidos derivatizados con un grupo tiol para funcionalizar superficies activas en la detección de ADN gracias a la hibridación de secuencias complementarias[100]. La eficacia de los compuestos receptores aumenta significativamente si poseen una cavidad intermolecular o son capaces de generar cavidades intermoleculares mediante su propio autoensamblaje. Los calixarenos son compuestos de estructura cíclica resultantes de la condensación de fenoles aromáticos (figura 3.14a y b). El empleo de calixarenos [4] de cuatro anillos bencénicos como ensambladores ha permitido a Leyton y col.[101-103] la detección de hidrocarburos aromáticos policíclicos (HAP) a muy bajas concentraciones. Estos compuestos presentan una cavidad interior de naturaleza hidrofóbica, compuesta por grupos aromáticos que pueden interaccionar con analitos que presenten una baja solubilidad en agua. El empleo de diferentes grupos funcionales en la parte inferior del calixareno y su influencia sobre la cavidad reveló que los derivados con grupos éster en su parte inferior presentaban una mayor afinidad por los HAP analizados (figura 3.14c). Asimismo, las sustituciones alternadas resultaron ser más activas debido a la influencia de la interacción de estos grupos sobre las dimensiones de la cavidad interior, así como sobre la apertura de la misma situada en la parte superior del calixareno[104]. La funcionalización de calixareno con grupos ditiocarbamato en la parte inferior (figura 3.14d) ha permitido la detección de HAP hasta concentraciones 10−10 M[105], y detección multiplex de mezclas de estos contaminentes[106]. El estudio de la adsorción de estos últimos compuestos a diferentes concentraciones ha revelado que la conformación del receptor depende del recubrimiento de la superficie, el cual afecta de manera directa sobre la apertura de la cavidad de estos compuestos 105

Ampli_plas_03.indd 105

02/07/14 13:45

Amplificación plasmónica de espectros Raman y de fluorescencia

a)

b)

O H

O

O

O

c)

O

H O

O O

d)

O O O O

O

H

O

O H

O

O

H

H N

O O

H

O

S

N H S

S S

Figura 3.14. a) Figura esquemática de un calixareno con la parte central en forma de cáliz y las ramas superiores e inferiores. b) Estructura del calixareno funcionalizado con grupos carboetoxi alternos en la parte inferior y grupos t-butilo en la parte superior. Abajo: funcionalización de una superficie metálica por adsorción de calix[4]areno derivatizado con carboetoxi c) y con grupos ditiocarbamato d).

(figura 3.15). Altos recubrimientos inducen un cerramiento de esta cavidad, mientras que bajas concentraciones producen una excesiva apertura de la cavidad que también resulta ser negativa para la detección de ligandos, como el pireno mostrado en la figura 3.15. Los viológenos son otro grupo de compuestos que pueden ser empleados en la funcionalización efectiva de superficies metálicas. Los viológenos son compuestos catiónicos de naturaleza aromática que combinan su alta afinidad por el metal con su alta deficiencia electrónica, lo que los convierte en aceptores electrónicos capaces de interaccionar con donadores electrónicos como los HAP[107]. La naturaleza catiónica de los viológenos induce un autoensamblaje tal de estos compuestos que permite la creación de cavidades o espacios intermoleculares capaces de albergar los analitos que, al acercarse a la superficie, experimentan un considerable aumento de su espectro SERS (figura 3.16). Esta característica ha permitido su 106

Ampli_plas_03.indd 106

02/07/14 13:45

Métodos experimentales de la espectroscopía amplificada por superficie

Figura 3.15. Adsorción del 25,27-Dietil-ditiocarbamato-26,28-dihidroxi-p-tert-butilcalix[4] areno, DTCX, sobre una superficie de Ag. Distintas conformaciones y aperturas de la cavidad en función del recubrimiento superficial: a) recubrimiento sub-monocapa [DTCX] = 10−7 M; b) recubrimiento monocapa [DTCX] = 10−4 M, y c) recubrimiento multicapa [DTCX] = 5 × 10−4 M y en presencia de citrato. La afinidad por HAPs (en este caso el pireno) es mayor para recubrimientos intermedios, para los que [DTCX] = 10−4 M (centro), y en ausencia de citrato.

uso en la detección de HAPs y pesticidas organoclorados mediante espectroscopía SERS[108, 109]. Otras moléculas o sistemas receptores empleadas en la funcionalización de nanopartículas de Ag o de Au son ciclodextrinas[110-113], nanotubos de carbono[114] y sustancias húmicas[115]. 3.13.

ENSAMBLAJE DE NANOPARTÍCULAS MEDIANTE MOLÉCULAS BIFUNCIONALES

La agregación controlada de nanopartículas mediante adosorbatos bifuncionales permite el ensamblaje de nanopartículas con una cierta morfología y con formación de espacios interpartícula de alta intensificación de campo que podemos llamar puntos calientes (PC) del inglés hot spot. En este sentido Moskovits y col. emplearon ditioles para la creación de PC mediante el acoplamiento de nanopartículas de Ag sobre una superficie del mismo metal[116]. Sin embargo, los ditioles son moléculas alifáticas que interaccionan fuertemente entre sí creando densas monocapas en las que es difícil la inserción de analitos para ser estudiados por 107

Ampli_plas_03.indd 107

02/07/14 13:45

Amplificación plasmónica de espectros Raman y de fluorescencia

CH3 (+)N H3C (+)N

N (+) N (+) H3C

H3C

Cl−

Cl−

Figura 3.16. Interacción tipo sándwich de pireno con superficies de Ag funcionalizadas con el viológeno lucigenina por complejos de transferencia de carga entre el donador (pireno) y el aceptor (lucigenina).

SERS. Otras moléculas bifuncionales empleadas para el ensamblaje de nanopartículas y cración de PC son los viológenos[108], capaces de interaccionar con el metal mediante la formación de un par iónico N+ − Cl− (figura 3.17). Además, como se ha visto en la sección anterior, la presencia de dos cargas positivas en estas molé-

CH3 (−)

(+) H3C

Figura 3.17. Ensamblaje de nanopartículas de Ag empleando la molécula bifuncional lucigenina que induce la formación de puntos calientes o hot spots en los espacios interpartículas.

108

Ampli_plas_03.indd 108

02/07/14 13:45

Métodos experimentales de la espectroscopía amplificada por superficie

culas impide un excesivo acercamiento de las mismas entre sí, lo que permite la creación de espacios intermoleculares suficientemente amplios para albergar los analitos. La ventaja de estas moléculas radica en el hecho de que las cavidades intermoleculares reservadas al analito se encuentran localizadas en los puntos calientes, en donde la intensificación de campo es máxima. Otras moléculas bifuncionales empleadas en el ensamblaje de nanopartículas son diaminas alifáticas[117]. En un estudio del efecto de la longitud de la cadena sobre la resonancia del plasmón de los agregados resultantes, se ha visto que a medida que aumenta la longitud de la cadena de la diamina, la resonancia del plasmón de los dímeros resultantes se desplaza hacia menores longitudes de onda por desacoplamiento del plasmón de las nanopartículas ensambladas. En ensamblaje de nanopartículas puede ser realizado también mediante biomoléculas. Las nanopartículas son funcionalizadas con complejos albúmina bovina/ biotina que en presencia de estreptavidina induce la unión de las nanopartículas con una formación masiva de dímeros[118]. Finalmente, los ácidos nucleicos se han empleado para inducir ensamblaje de nanopartículas dirigido por la complementariedad de las secuencias nucleotídicas. Este método se ha empleado para creación selectiva de PC por inmovilización de nanopartículas sobre superficies planas[119]. También se han empleado secuencias complementarias de ADN, inmovilizadas en nanopartículas diferentes para ensamblaje de las mismas mediante la complementariedad de las cadenas[120, 121]. REFERENCIAS [1] Fleischmann, M., Hendra, P. J. y McQuillan, A. J. «Raman spectra of pyridine adsorbed at a silver electrode». Chemical Physics Letters. 26 (1974), pp. 163-166. [2] Jeanmaire, D. L. y Van Duyne, R. P. «Surface Raman spectroelectrochemistry. Part I. Heterocyclic, aromatic, and aliphatic amines adsorbed on the anodized silver electrode». Journal of Electroanalytical Chemistry and Interfacial Electrochemistry. 84 (1977), pp. 1-20. [3] Albrecht, M. G. y Creighton, J. A. «Anomalously intense Raman spectra of pyridine at a silver electrode». Journal of the American Chemical Society. 99 (1977), pp. 5215-5217. [4] Moskovits, M. «Surface roughness and the enhanced intensity of Raman scattering by molecules adsorbed on metals». Journal of Chemical Physics. 69 (1978), pp. 41594161. [5] Creighton, J. A., Blatchford, C. G. y Albretch, M. G. «Plasma Resonance Enhancment of Raman Scattering by Pyridine Adsorbed on silver or Gold Particles of Size Comparable to the Excitation Wavelength». Journal of the Chemical Society, Faraday Transaction II. 75 (1979), pp. 790-798. [6] Aroca, R. Surface-enhanced Vibrational Spectroscopy, John Wiley & Sons, Chichester, 2006. [7] Fleischmann, M., Hendra, P. J. y McQuillan, A. J. «Raman Spectra of Pyridine Adsorbed at a Silver Electrode». Chemical Physics Letters. 26 (1974), pp. 163-166.

109

Ampli_plas_03.indd 109

02/07/14 13:45

Amplificación plasmónica de espectros Raman y de fluorescencia [8] Albrecht, M. G. y Creighton, J. A. «Anomalously Intense Raman-Spectra of Pyridine at a Silver Electrode». Journal of the American Chemical Society. 99 (1977), pp. 52155217. [9] Otto, A. «On the Contribution of Charge-Transfer Excitations to SERS». Journal of Electron Spectroscopy and Related Phenomena. 29 (1983), pp. 329-342. [10] Rubim, J. C. «Surface-Enhanced Raman-Scattering (SERS) on Silver Electrodes as a Technical Tool in the Study of the Electrochemical Reduction of Cyanopyridines and in Quantitative-Analysis». Journal of Electroanalytical Chemistry. 220 (1987), pp. 339-350. [11] Ingram, J. C. y Pemberton, J. E. «Comparison of Charge-Transfer Enhancement in the Surface Enhanced Raman-Scattering of Pyridine on Copper and Silver Electrodes». Langmuir. 8 (1992), pp. 2034-2039. [12] Kudelski, A. y Bukowska, J. «The Ct Enhancement in SERS on Gold Electrodes – How Important Is It». Chemical Physics Letters. 222 (1994), pp. 555-558. [13] Bukowska, J. y Jackowska, K. «SERS Spectra as Evidence of Pyrrole and Thiophene Polymerization on Silver Electrodes», 3rd French-Polish Colloquium on Low-Dimensional Organic Conductors and Electroactive Polymers, Czerniejewo, Poland, 1989, pp. 135-142. [14] Bukowska, J. y Jackowska, K. «Adsorption and Oligomerization of Indole Molecules at Ag Electrode as Studied by SERS Spectroscopy». Journal of Electroanalytical Chemistry. 322 (1992), pp. 347-356. [15] Zhang, Y. y Weaver, M. J. «Application of Surface-Enhanced Raman-Spectroscopy to Organic Electrocatalytic Systems – Decomposition and Electrooxidation of Methanol and Formic-Acid on Gold and Platinum-Film Electrodes». Langmuir. 9 (1993), pp. 1397-1403. [16] Weaver, M. J. «Raman and infrared spectroscopies as in situ probes of catalytic adsorbate chemistry at electrochemical and related metal-gas interfaces: some perspectives and prospects». Topics in Catalysis. 8 (1999), pp. 65-73. [17] Watanabe, T., Kawanami, O., Honda, K. y Pettinger, B. «Evidence for Surface Ag+ Complexes as the SERS-Active Sites on Ag Electrodes». Chemical Physics Letters. 102 (1983), pp. 565-570. [18] Kudelski, A. y Bukowska, J. «Influence of Photochemical Effects on Irreversible Loss of Active-Sites on SERS Active Silver Electrode». Spectrochimica Acta Part a-Molecular and Biomolecular Spectroscopy. 51 (1995), pp. 573-578. [19] Guy, A. L. y Pemberton, J. E. «Contributions of Atomic-Scale Roughness and Adsorbate Coverage to the Quenching of the SERS Response at Lead-Modified Silver Electrodes». Langmuir. 3 (1987), pp. 125-132. [20] Pemberton, J. E., Coriagarcia, J. C. y Hoff, R. L. «Effect of Underpotentially Deposited Lead on the SERS of Chloride, Bromide, and Thiocyanate Adsorbed at Silver Electrodes – Evidence for Chemical Contributions to SERS». Langmuir. 3 (1987), pp. 150-159. [21] Feilchenfeld, H. y Weaver, M. J. «Adsorption of Acetylene on Rhodium-Modified or Platinum-Modified Silver and Gold Electrodes – a Surface-Enhanced RamanStudy». Journal of Physical Chemistry. 95 (1991), pp. 7771-7777.

110

Ampli_plas_03.indd 110

02/07/14 13:45

Métodos experimentales de la espectroscopía amplificada por superficie [22] Wilke, T., Gao, X. P., Takoudis, C. G. y Weaver, M. J. «Surface-Enhanced Raman-Spectroscopy as a Probe of Adsorption at Transition Metal-High-Pressure  Gas  Interfaces – No, Co, and Oxygen on Platinum-Coated Gold, Rhodium-Coated Gold, and Ruthenium-Coated Gold». Langmuir. 7 (1991), pp. 714721. [23] Huang, Q. J., Li, X. Q., Yao, J. L., Ren, B., Cai, W. B., Gao, J. S., Mao, B. W. y Tian, Z. Q. «Extending surface Raman spectroscopic studies to transition metals for practical Applications III. Effects of surface roughening procedure on surfaceenhanced Raman spectroscopy from nickel and platinum electrodes», 9th International Conference on Vibrations at Surfaces (VAS9), Hayama, Japan, 1998, pp. 162-166. [24] Cao, P. G., Yao, J. L., Ren, B., Mao, B. W., Gu, R. A. y Tian, Z. Q. «Surface-enhanced Raman scattering from bare Fe electrode surfaces». Chemical Physics Letters. 316 (2000), pp. 1-5. [25] Gao, J. S. y Tian, Z. Q. «Surface Raman spectroscopic studies of ruthenium, rhodium and palladium electrodes deposited on glassy carbon substrates». Spectrochimica Acta Part a-Molecular and Biomolecular Spectroscopy. 53 (1997), pp. 1595-1600. [26] Yamaguchi, T., Yoshida, S. y Kinbara, A. «Anomalous optical absorption of aggregated silver films». Thin Solid Films. 18 (1973), pp. 63-70. [27] Hsieh, E. J. y Shimoda, R. Y. «Possible application of gold island films as temperature sensor and compensator»». Solid-State Electronics. 12 (1969), pp. 493-494. [28] Eagen, C. F. Nature of the enhanced optical absorption of dye-coated silver island films». Applied Optics. 20 (1981), pp. 3035-3042. [29] Ross, D. y Aroca, R. «Effective medium theories in surface enhanced infrared spectroscopy: The pentacene example». Journal of Chemical Physics. 117 (2002), pp. 8095-8103. [30] Aslan, K., Malyn, S. N. y Geddes, C. D. «Angular-dependent metal-enhanced fluorescence from silver island films». Chemical Physics Letters. 453 (2008), pp. 222-228. [31] Ray, K., Badugu, R. y Lakowicz, J. R. «Distance-Dependent Metal-Enhanced Fluorescence from Langmuir-Blodgett Monolayers of Alkyl-NBD Derivatives on Silver Island Films». Langmuir. 22 (2006), pp. 8374-8378. [32] Driskell, J. D., Shanmukh, S., Liu, Y., Chaney, S. B., Tang, X. J., Zhao, Y. P., y Dluhy, R. A. «The Use of Aligned Silver Nanorod Arrays Prepared by Oblique Angle Deposition as Surface Enhanced Raman Scattering Substrates». Journal of Physical Chemistry C. 112 (2008), pp. 895-901. [33] Andersen, P. C., Jacobson, M. L. y Rowlen, K. L. «Flashy Silver Nanoparticles». Journal of Physical Chemistry B. 108 (2004), pp. 2148-2153. [34] Jacobson, M. L. y Rowlen, K. L. «Photodynamics on thin silver films». Chemical Physics Letters. 401 (2005), pp. 52-57. [35] Jacobson, M. L. y Rowlen, K. L. «The Role of O2 in SERS-Active Thin Metal Film Photodynamics». Journal of Physical Chemistry B. 110 (2006), pp. 19491-19496. [36] Szunerits, S., Praig, V. G., Manesse, M. y Boukherroub, R. «Gold island films on indium tin oxide for localized surface plasmon sensing». Nanotechnology. 19 (2008), pp. 195712/195711-195712/195717.

111

Ampli_plas_03.indd 111

02/07/14 13:45

Amplificación plasmónica de espectros Raman y de fluorescencia [37] Xenogiannopoulou, E., Iliopoulos, K., Couris, S., Karakouz, T., Vaskevich, A. y Rubinstein, I. «Third-order nonlinear optical response of gold-island films». Advanced Functional Materials. 18 (2008), pp. 1281-1289. [38] Ray, K., Chowdhury Mustafa, H. y Lakowicz Joseph, R. «Aluminum nanostructured films as substrates for enhanced fluorescence in the ultraviolet-blue spectral region». Analytical chemistry. 79 (2007), pp. 6480-6487. [39] Haynes, C. L. y Van Duyne, R. P. «Nanosphere lithography: A versatile nanofabrication tool for studies of size-dependent nanoparticle optics». Journal of Physical Chemistry B. 105 (2001), pp. 5599-5611. [40] Hulteen, J. C., Treichel, D. A., Smith, M. T., Duval, M. L., Jensen, T. R. y Van Duyne, R. P. «Nanosphere lithography: Size-tunable silver nanoparticle and surface cluster arrays». Journal of Physical Chemistry B. 103 (1999), pp. 3854-3863. [41] Jensen, T. R., Malinsky, M. D., Haynes, C. L. y Van Duyne, R. P. «Nanosphere lithography: Tunable localized surface plasmon resonance spectra of silver nanoparticles». Journal of Physical Chemistry B. 104 (2000), pp. 10549-10556. [42] Anker, J. N., Hall, W. P., Lyandres, O., Shah, N. C., Zhao, J. y Van Duyne, R. P. «Biosensing with plasmonic nanosensors». Nature Materials. 7 (2008), pp. 442-453. [43] Haes, A. J., Chang, L., Klein, W. L. y Van Duyne, R. P. «Detection of a biomarker for Alzheimer’s disease from synthetic and clinical samples using a nanoscale optical biosensor». Journal of the American Chemical Society. 127 (2005), pp. 2264-2271. [44] Haes, A. J., Hall, W. P., Chang, L., Klein, W. L. y Van Duyne, R. P. «A localized surface plasmon resonance biosensor: First steps toward an assay for Alzheimer’s disease». Nano Letters. 4 (2004), pp. 1029-1034. [45] Willets, K. A. y Van Duyne, R. P. «Localized surface plasmon resonance spectroscopy and sensing». Annual Review of Physical Chemistry, Vol. 58, Annual Reviews, Palo Alto, 2007, pp. 267-297. [46] Aroca, R. F., Álvarez-Puebla, R. A., Pieczonka, N., Sánchez-Cortez, S. y García-Ramos, J. V. «Surface-enhanced Raman scattering on colloidal nanostructures». Advances in Colloid and Interface Science. 116 (2005), pp. 45-61. [47] Babor, J. A. y Ibarz, J. Química General Moderna, Marín, Barcelona, 1973. [48] Iliescu, T., Irimie, F. D., Bolboaca, M., Paisz, C. y Kiefer, W. «Surface enhanced Raman spectroscopy of 5-(4-fluor-phenyl)-furan-2 carbaldehide adsorbed on silver colloid». Vibrational Spectroscopy. 29 (2002), pp. 251-255. [49] Thomas, J. M. «Colloidal Metals – Past, Present and Future». Pure and Applied Chemistry. 60 (1988), pp. 1517-1528. [50] Henglein, A. «Physicochemical Properties of Small Metal Particles in Solution – Microelectrode Reactions, Chemisorption, Composite Metal Particles, and the Atomto-Metal Transition». Journal of Physical Chemistry. 97 (1993), pp. 5457-5471. [51] Mie, G. «Articles on the optical characteristics of turbid tubes, especially colloidal metal solutions». Annalen Der Physik. 25 (1908), pp. 377-445. [52] von Smoluchowski, M. Elektrische Endosmose und Strömungsströme, J. A. Barth, Leipzig, 1913. [53] Derjaguin, B. V. y Landau, L. Acta Physicochim (URSS) 14 (1941), pp. 633-662.

112

Ampli_plas_03.indd 112

02/07/14 13:45

Métodos experimentales de la espectroscopía amplificada por superficie [54] Verwey, E. J. W. y Overbeek, J. T. G. «Theory of Stability of Lyophobic Colloids», Elsevier, Amsterdam, 1948. [55] Adamson, A. W. (ed.). Physical Chemistry of Surfaces, John Wiley & Sons, Inc., New York, 1997. [56] Blatchford, C. G., Campbell, J. R. y Creighton, J. A. «Plasma Resonance Enhanced Raman-Scattering by Adsorbates on Gold Colloids – the Effects of Aggregation». Surface Science. 120 (1982), pp. 435-455. [57] Lin, M. Y., Lindsay, H. M., Weitz, D. A., Ball, R. C., Klein, R. y Meakin, P. «Universality in Colloid Aggregation». Nature. 339 (1989), pp. 360-362. [58] Lin, M. Y., Lindsay, H. M., Weitz, D. A., Klein, R., Ball, R. C. y Meakin, P. «Universal Diffusion-Limited Colloid Aggregation». Journal of Physics-Condensed Matter. 2 (1990), pp. 3093-3113. [59] Weitz, D. A., Lin, M. Y. y Lindsay, H. M. «Universality Laws in Coagulation». Chemometrics and Intelligent Laboratory Systems. 10 (1991), pp. 133-140. [60] Lin, M. Y., Lindsay, H. M., Weitz, D. A., Ball, R. C., Klein, R. y Meakin, P. «Universal Reaction-Limited Colloid Aggregation». Physical Review A. 41 (1990), pp. 2005-2020. [61] Faraday, M. Philos Trans Soc London. 147 (1857), p. 145. [62] Turkevich, J., Stevenson, P. C. y Hillier, J. «A Study of the Nucleation and Growth Processes in the Synthesis of Colloidal Gold». Discussions of the Faraday Society (1951), pp. 55-&. [63] Henglein, A. «Electronics of Colloidal Nanometer Particles». Berichte Der BunsenGesellschaft-Physical Chemistry Chemical Physics. 99 (1995), pp. 903-913. [64] Lee, P. C. y Meisel, D. «Adsorption and Surface-Enhanced Raman of Dyes on Silver and Gold Sols». Journal of Physical Chemistry. 86 (1982), pp. 3391-3395. [65] Torreggiani, A., Jurasekova, Z., D’Angelantonio, M., Tamba, M., Garcia-Ramos, J.  V. y Sanchez-Cortes, S. «Fabrication of Ag nanoparticles by gamma-irradiation: Application to surface-enhanced Raman spectroscopy of fungicides». Colloids and Surfaces a-Physicochemical and Engineering Aspects. 339 (2009), pp. 60-67. [66] Canamares, M. V., Garcia-Ramos, J. V., Gómez-Varga, J. D., Domingo, C. y Sanchez-Cortes, S. «Ag nanoparticles prepared by laser photoreduction as substrates for in situ surface-enhanced raman scattering analysis of dyes». Langmuir. 23 (2007), pp. 5210-5215. [67] Neddersen, J., Chumanov, G. y Cotton, T. M. «Laser-Ablation Of Metals – A New Method for Preparing SERS Active Colloids». Applied Spectroscopy. 47 (1993), pp. 1959-1964. [68] Prochazka, M., Mojzes, P., Stepanek, J., Vlckova, B. y Turpin, P. Y. «Probing Applications of laser ablated Ag colloids in SERS spectroscopy: Improvement of ablation procedure and SERS spectral testing». Analytical Chemistry. 69 (1997), pp. 5103-5108. [69] Sanchez-Cortes, S., Garcia-Ramos, J. V., Morcillo, G. y Tinti, A. «Morphological-Study of Silver Colloids Employed in Surface-Enhanced Raman-Spectroscopy – Activation When Exciting in Visible and near-Infrared Regions». Journal of Colloid and Interface Science. 175 (1995), pp. 358-368.

113

Ampli_plas_03.indd 113

02/07/14 13:45

Amplificación plasmónica de espectros Raman y de fluorescencia [70] Rivas, L., Sanchez-Cortes, S., Garcia-Ramos, J. V. y Morcillo, G. «Growth of silver colloidal particles obtained by citrate reduction to increase the Raman enhancement factor». Langmuir. 17 (2001), pp. 574-577. [71] Rivas, L., Sanchez-Cortes, S., Garcia-Ramos, J. V. y Morcillo, G. «Mixed silver/ gold colloids: A study of their formation, morphology, and surface-enhanced Raman activity». Langmuir. 16 (2000), pp. 9722-9728. [72] Chumanov, G., Sokolov, K., Gregory, B. W. y Cotton, T. M. «Colloidal MetalFilms as a Substrate for Surface-Enhanced Spectroscopy». Journal of Physical Chemistry. 99 (1995), pp. 9466-9471. [73] Creighton, J. A., Blatchford, C. G. y Albrecht, M. G. «Plasma Resonance Enhancement of Raman-Scattering by Pyridine Adsorbed on Silver or Gold Sol Particles of Size Comparable to the Excitation Wavelength». Journal of the Chemical Society-Faraday Transactions II. 75 (1979), pp. 790-798. [74] Liz-Marzan, L. M. «Nanometals: formation and color». Materials Today. 7 (2004), pp. 26-31. [75] Sun, Y. G., Mayers, B., Herricks, T. y Xia, Y. N. Nano Letters. 3 (2003), p. 955. [76] Murphy, C. J. y Jana, N. R. «Controlling the aspect ratio of inorganic nanorods and nanowires». Advanced Materials. 14 (2002), pp. 80-82. [77] Jana, N. R., Gearheart, L. y Murphy, C. J. «Wet chemical synthesis of high aspect ratio cylindrical gold nanorods». Journal of Physical Chemistry B. 105 (2001), pp. 4065-4067. [78] Kim, F., Song, J. H. y Yang, P. D. «Photochemical synthesis of gold nanorods». Journal of the American Chemical Society. 124 (2002), pp. 14 316-14 317. [79] Sato-Berru, R., Redon, R., Vaquez-Olmos, A. y Saniger, J. M. «Silver nanoparticles synthesized by direct photoreduction of metal salts. Application in surface-enhanced Raman spectroscopy». Journal of Raman Spectroscopy. 40 (2009), pp. 376-380. [80] Blaber, M. G., Henry, A. I., Bingham, J. M., Schatz, G. C. y Van Duyne, R. P. «LSPR Imaging of Silver Triangular Nanoprisms: Correlating Scattering with Structure Using Electrodynamics for Plasmon Lifetime Analysis». Journal of Physical Chemistry C. 116, pp. 393-403. [81] Nelayah, J., Kociak, M., Stephan, O., García de Abajo, F. J., Tence, M., Henrard, L., Taverna, D., Pastoriza-Santos, I., Liz-Marzan, L. M. y Colliex, C. «Mapping surface plasmons on a single metallic nanoparticle». Nat Phys. 3 (2007), pp. 348-353. [82] Jin, R. C., Cao, Y. C., Hao, E. C., Metraux, G. S., Schatz, G. C. y Mirkin, C. A. «Controlling anisotropic nanoparticle growth through plasmon excitation». Nature. 425 (2003), pp. 487-490. [83] Jin, R. C., Cao, Y. W., Mirkin, C. A., Kelly, K. L., Schatz, G. C. y Zheng, J. G. «Photoinduced conversion of silver nanospheres to nanoprisms». Science. 294 (2001), pp. 1901-1903. [84] Li, W. Y., Camargo, P. H. C., Lu, X. M. y Xia, Y. N. «Dimers of Silver Nanospheres: Facile Synthesis and Their Use as Hot Spots for Surface-Enhanced Raman Scattering». Nano Letters. 9 (2009), pp. 485-490.

114

Ampli_plas_03.indd 114

02/07/14 13:45

Métodos experimentales de la espectroscopía amplificada por superficie [85] An, J., Tang, B., Zheng, X. L., Zhou, J., Dong, F. X., Xu, S. P., Wang, Y., Zhao, B. y Xu, W. Q. «Sculpturing effect of chloride ions in shape transformation from triangular to discal silver nanoplates». Journal of Physical Chemistry C. 112 (2008), pp. 15 176-15 182. [86] Sanchez-Cortes, S., Garcia-Ramos, J. V. y Morcillo, G. «Morphological-Study of Metal Colloids Employed as Substrate in the SERS Spectroscopy». Journal of Colloid and Interface Science. 167 (1994), pp. 428-436. [87] Tiwari, V. S., Oleg, T., Darbha, G. K., Hardy, W., Singh, J. P. y Ray, P. C. «Nonresonance: SERS effects of silver colloids with different shapes». Chemical Physics Letters. 446 (2007), pp. 77-82. [88] Giannini, V., Rodríguez-Oliveros, R. y Sánchez-Gil, J. A. «Surface Plasmon Resonances of Metallic Nanostars/Nanoflowers for Surface-Enhanced Raman Scattering». Plasmonics. 5, pp. 99-104. [89] Rodríguez-Oliveros, R. y Sánchez-Gil, J. A. «Localized surface-plasmon resonances on single and coupled nanoparticles through surface integral equations for flexible surfaces». Optics Express. 19, pp. 12 208-12 219. [90] Khoury, C. G. y Vo-Dinh, T. «Gold Nanostars For Surface-Enhanced Raman Scattering: Synthesis, Characterization and Optimization». Journal of Physical Chemistry C. 112 (2008), pp. 18 849-18 859. [91] Esenturk, E. N. y Walker, A. R. H. «Surface-enhanced Raman scattering spectroscopy via gold nanostars». Journal of Raman Spectroscopy. 40 (2009), pp. 86-91. [92] Hrelescu, C., Sau, T. K., Rogach, A. L., Jackel, F. y Feldmann, J. «Single gold nanostars enhance Raman scattering». Applied Physics Letters. 94 (2009). [93] Rodríguez-Lorenzo, L., Álvarez-Puebla, R. A., de Abajo, F. J. G. y Liz-Marzan, L. M. «Surface Enhanced Raman Scattering Using Star-Shaped Gold Colloidal Nanoparticles». Journal of Physical Chemistry C. 114 (2010), pp. 7336-7340. [94] Sánchez-Gaytan, B. L., Swanglap, P., Lamkin, T. J., Hickey, R. J., Fakhraai, Z., Link, S. y Park, S. J. «Spiky Gold Nanoshells: Synthesis and Enhanced Scattering Properties». Journal of Physical Chemistry C. 116 (2012), pp. 10 318-10 324. [95] Thull, R. «Surface functionalization of materials to initiate auto-biocompatibilization in vivo». Materialwissenschaft Und Werkstofftechnik. 32 (2001), pp. 949-952. [96] Guerrini, L., Garcia-Ramos, J. V., Domingo, C. y Sanchez-Cortes, S. «Functionalization of Ag nanoparticles with dithiocarbamate calix[4]arene as an effective supramolecular host for the surface-enhanced Raman scattering detection of polycyclic aromatic hydrocarbons». Langmuir. 22 (2006), pp. 10 924-10 926. [97] Garcia-Ramos, J. V., Domingo, C., Guerrini, L., Leyton, P., Campos-Vallette, M. y Sanchez-Cortes, S. «Plasmonic metal nanoparticle functionalization for selective sensing of persistent pollutants by surface-enhanced Raman scattering». Canadian Journal of Analytical Sciences and Spectroscopy. 52 (2007), pp. 186-197. [98] Van Duyne, R. P. «Glucose biosensor based on surface-enhanced Raman spectroscopy». Abstracts of Papers of the American Chemical Society. 227 (2004), pp. U117U117. [99] Haynes, C. L., Yonzon, C. R., Zhang, X. Y. y Van Duyne, R. P. «Surface-enhanced Raman sensors: early history and the development of sensors for quantitative

115

Ampli_plas_03.indd 115

02/07/14 13:45

Amplificación plasmónica de espectros Raman y de fluorescencia biowarfare agent and glucose detection». Journal of Raman Spectroscopy. 36 (2005), pp. 471-484. [100] Green, M., Liu, F. M., Cohen, L., Kollensperger, P. y Cass, T. «SERS platforms for high density DNA arrays». Faraday Discussions. 132 (2006), pp. 269-280. [101] Leyton, P., Sanchez-Cortes, S., Garcia-Ramos, J. V., Domingo, C., CamposVallette, M., Saitz, C. y Clavijo, R. E. «Selective molecular recognition of polycyclic aromatic hydrocarbons (PAHs) on calix[4]arene-functionalized Ag nanoparticles by surface-enhanced Raman scattering». Journal of Physical Chemistry B. 108 (2004), pp. 17 484-17 490. [102] Leyton, P., Sanchez-Cortes, S., Campos-Vallette, M., Domingo, C., GarciaRamos, J. V. y Saitz, C. «Surface-enhanced micro-Raman detection and characterization of calix[4]arene-polycyclic aromatic hydrocarbon host-guest complexes». Applied Spectroscopy. 59 (2005), pp. 1009-1015. [103] Leyton, P., Domingo, C., Sanchez-Cortes, S., Campos-Vallette, M. y GarciaRamos, J. V. «Surface enhanced vibrational (IR and Raman) spectroscopy in the design of chemosensors based on ester functionalized p-tert-butylcalix[4]arene hosts». Langmuir. 21 (2005), pp. 11 814-11 820. [104] Leyton, P., Domingo, C., Sanchez-Cortes, S., Campos-Vallette, M., Diaz, G. F. y Garcia-Ramos, J. V. «Reflection-absorption IR and surface-enhanced IR spectroscopy of tetracarboethoxy t-butyl-calix[4]arene, as a host molecule with potential Applications in sensor devices». Vibrational Spectroscopy. 43 (2007), pp. 358-365. [105] Guerrini, L., Garcia-Ramos, J. V., Domingo, C. y Sanchez-Cortes, S. «Sensing Polycyclic Aromatic Hydrocarbons with Dithiocarbamate-Functionalized Ag Nanoparticles by Surface-Enhanced Raman Scattering». Analytical Chemistry. 81 (2009), pp. 953-960. [106] Lopez-Tocon, I., Otero, J. C., Arenas, J. F., Garcia-Ramos, J. V. y SanchezCortes, S. «Multicomponent Direct Detection of Polycyclic Aromatic Hydrocarbons by Surface-Enhanced Raman Spectroscopy Using Silver Nanoparticles Functionalized with the Viologen Host Lucigenin». Analytical Chemistry. 83 (2011), pp. 2518-2525. [107] Monk, P. M. S. The Viologens: Physicochemical Properties, Synthesis and Applications of the Salts of 4,4’-Bipyridine. John Wiley and Sons, Chichester., 1998. [108] Guerrini, L., Garcia-Ramos, J. V., Domingo, C. y Sanchez-Cortes, S. «Building highly selective hot spots in Ag nanoparticles using bifunctional viologens: App. lication to the SERS detection of PAHs». Journal of Physical Chemistry C. 112 (2008), pp. 7527-7530. [109] Guerrini, L., Aliaga, A. E., Carcamo, J., Gómez-Jeria, J. S., Sanchez-Cortes, S., Campos-Vallette, M. M. y Garcia-Ramos, J. V. «Functionalization of Ag nanoparticles with the bis-acridinium lucigenin as a chemical assembler in the detection of persistent organic pollutants by surface-enhanced Raman scattering». Analytica Chimica Acta. 624 (2008), pp. 286-293. [110] Xie, Y., Wang, X., Han, X., Song, W., Ruan, W., Liu, J., Zhao, B. y Ozaki, Y. «Selective SERS detection of each polycyclic aromatic hydrocarbon (PAH) in a mixture of five kinds of PAHs». Journal of Raman Spectroscopy. 42 (2011), pp. 945-950.

116

Ampli_plas_03.indd 116

02/07/14 13:45

Métodos experimentales de la espectroscopía amplificada por superficie [111] Abalde-Cela, S., Hermida-Ramon, J. M., Contreras-Carballada, P., de Cola, L., Guerrero-Martínez, A., Álvarez-Puebla, R. A. y Liz-Marzan, L. M. «SERS Chiral Recognition and Quantification of Enantiomers through Cyclodextrin Supramolecular Complexation». Chemphyschem. 12 (2011), pp. 1529-1535. [112] Huang, T., Meng, F. y Qi, L. «Facile Synthesis and One-Dimensional Assembly of Cyclodextrin-Capp.ed Gold Nanoparticles and Their Applications in Catalysis and Surface-Enhanced Raman Scattering». Journal of Physical Chemistry C. 113 (2009), pp. 13 636-13 642. [113] Zhu, C., Meng, G., Huang, Q., Li, Z., Huang, Z., Wang, M. y Yuan, J. «Largescale well-separated Ag nanosheet-assembled micro-hemispheres modified with HSbeta-CD as effective SERS substrates for trace detection of PCBs». Journal of Materials Chemistry. 22 (2012), pp. 2271-2278. [114] Leyton, P., Gómez-Jeria, J. S., Sanchez-Cortes, S., Domingo, C. y CamposVallette, M. «Carbon nanotube bundles as molecular assemblies for the detection of polycyclic aromatic hydrocarbons: Surface-enhanced resonance Raman spectroscopy and theoretical studies». Journal of Physical Chemistry B. 110 (2006), pp. 6470-6474. [115] Leyton, P., Cordova, I., Lizama-Vergara, P. A., Gómez-Jeria, J. S., Aliaga, A. E., Campos-Vallette, M. M., Clavijo, E., Garcia-Ramos, J. V. y Sanchez-Cortes, S. «Humic acids as molecular assemblers in the surface-enhanced Raman scattering detection of polycyclic aromatic hydrocarbons». Vibrational Spectroscopy. 46 (2008), pp. 77-81. [116] Anderson, D. J. y Moskovits, M. «A SERS-active system based on silver nanoparticles tethered to a deposited silver film». Journal of Physical Chemistry B. 110 (2006), pp. 13 722-13 727. [117] Guerrini, L., Izquierdo-Lorenzo, I., Garcia-Ramos, J. V., Domingo, C. y Sanchez-Cortes, S. «Self-assembly of alpha,omega-aliphatic diamines on Ag nanoparticles as an effective localized surface plasmon nanosensor based in interparticle hot spots». Physical Chemistry Chemical Physics. 11 (2009), pp. 7363-7371. [118] Ringler, M., Klar, T. A., Schwemer, A., Susha, A. S., Stehr, J., Raschke, G., Funk, S., Borowski, M., Nichtl, A., Kurzinger, K., Phillips, R. T. y Feldmann, J. «Moving nanoparticles with Raman scattering». Nano Letters. 7 (2007), pp. 2753-2757. [119] Braun, G., Lee, S. J., Dante, M., Nguyen, T. Q., Moskovits, M. y Reich, N. «Surface-enhanced Raman spectroscopy for DNA detection by nanoparticle assembly onto smooth metal films». Journal of the American Chemical Society. 129 (2007), pp. 6378-6379. [120] Chen, S. Y. y Lazarides, A. A. Q»uantitative Amplification of Cy5 SERS in ‘Warm Spots’ Created by Plasmonic Coupling in Nanoparticle Assemblies of Controlled Structure». Journal of Physical Chemistry C. 113 (2009), pp. 12 167-12 175. [121] Wrzesien, J. y Graham, D. «Synthesis of SERS active nanoparticles for detection of biomolecules». Tetrahedron. 68, pp. 1230-1240.

117

Ampli_plas_03.indd 117

02/07/14 13:45

Ampli_plas_03.indd 118

02/07/14 13:45

CAPÍTULO 4

Ejemplos de aplicaciones SERS / SERRS en biomoléculas 4.1.

INTRODUCCIÓN

La utilidad de la espectroscopía SERS estriba en su capacidad para identificar especies químicas y obtener así información estructural en una amplia variedad de campos científicos e industriales que van desde la ciencia de materiales (incluidos los polímeros) a la bioquímica y los biosensores, pasando por la catálisis y la electroquímica. A modo de ejemplo, vamos a desarrollar en este capítulo algunas aplicaciones de la espectroscopía SERS de especial interés. 4.2.

BIOSENSORES

Al tratarse de una técnica altamente sensible y en ocasiones muy selectiva, la espectroscopía SERS ha sido usada para la detección de muestras biológicas (biosensores SERS), lo que ha dado lugar a todo un campo de aplicaciones centradas en la detección de moléculas biológicas relacionadas con distintas enfermedades como el cáncer[1-4], Alzheimer[5, 6] y Parkinson[7, 8], entre otras. Aquí vamos a centrarnos en un reciente trabajo cuyo objetivo es el uso de biosensores SERS para la detección in vivo de glucosa, de capital interés para personas aquejadas de diabetes y enfermedades relacionadas. Este trabajo fue desarrollado por el grupo del Prof. Van Duyne, de la Northwstern University (USA)[9, 10]. Para ello utilizó films de plata sobre nanoesferas de sílice (AgFON). La superficie metálica fue funcionalizada con una monocapa autoensamblada (SAM) de decanotiol y mercaptohexanol, que cuando están en una proporción adecuada forman un «bolsillo» del tamaño de la molécula de glucosa. Estas superficies funcionalizadas son capaces de medir la concentración de glucosa en sangre incluso en presencia de otros bioanalitos. En principio, insertaron quirúrgicamente, en ratas de laboratorio, sensores de glucosa consistentes en láminas de titanio sobre las que se habían depositado las AgFON correspondientes. Estos sensores eran iluminados por el láser a través de una ventana, si bien posteriormente decidieron adoptar una solución más elegante, al implantar los sensores SERS bajo la piel del animal y tratar de obtener los espectros SERS transcutáneamente. Para ello utilizaron la técnica SORS, desarrollada por Matousek et al.[11, 12], cuyas siglas en inglés Spatially Offset Raman Spectroscopy se refieren a la posibilidad de discriminar entre los espectros Raman de moléculas presentes en una capa inferior diferente de la capa que es iluminada con la radiación láser. La combinación de SERS y SORS ha dado lugar a un nuevo acrónimo, SESORS (Surface-Enhanced 119

Ampli_plas_04.indd 119

02/07/14 13:46

Amplificación plasmónica de espectros Raman y de fluorescencia

Spatially Offset Raman Spectroscopy), que ha abierto nuevas posibilidades para el uso continuo de sensores in vivo de analitos metabólicos. Los citados autores[9, 10] han llegado a obtener directamente medidas de glucosa en estas condiciones. Dichas medidas eran estables, consistentes y de gran precisión, llegando a un intervalo de bajas concentraciones, así como a un largo período de tiempo y calibrando solo una vez. En la figura 4.1 se presenta el esquema del dispositivo diseñado. Se incluyen los datos de calibración y validación presentados en forma de rejilla de Clarke[13, 14], donde puede observarse que la mayor parte de los puntos caen en la zona A, lo que indica medidas clínicamente seguras, y solo unos pocos lo hacen en la zona B, considerada de errores benignos. Pixis CCD PC

Rat

Collection Optics with Filters Fiber Bundle Beam Steering Optics Interference Filter

Prism Collimator

Figura 4.1. Esquema del dispositivo experimental diseñado para la detección de glucosa por espectroscopía SORS. Figura tomada de la referencia [9].

4.3.

DETECCIÓN DE MOLÉCULAS AISLADAS (SINGLE MOLECULE DETECTION, SMD)

Aunque como indican Le Ru y Etchegoin[15] en el review publicado en 2012 sobre single molecule SERS, los primeros trabajos que barajaron el concepto de single molecule (SM) se referían a la detección de volúmenes a concentraciones ultrabajas[16-21], el hecho de poder decir que se están detectando moléculas aisladas no es más que aprovechar el volumen relativamente pequeño (unos 10 fL) que «ve» el objetivo estándar de un microscopio. Si diluimos la molécula que queremos estudiar en dicho volumen hasta que tengamos una o ninguna molécula, las señales SERS obtenidas solo podrán atribuirse a moléculas aisladas o Single Molecules. A esto hay que añadir el hecho de que el espectro vibracional de una Single Molecule presenta un perfil distinto del espectro convencional, tanto en lo que se refiere a las frecuencias de las bandas como a la anchura media de las mismas. Por ello, la obtención de espectros SERS a nivel de SM tiene un interés intrínseco relacionado con aspectos fundamentales de la espectroscopía vibracional, pero que pueden tener un potencial interés en aplicaciones de diversa índole. 120

Ampli_plas_04.indd 120

02/07/14 13:46

Ejemplos de aplicaciones SERS / SERRS en biomoléculas

Con el fin de ilustrar este tipo de experimentos, Etchegoin y Le Ru[22] realizaron medidas SERS a muy bajas concentraciones y baja temperatura, consiguiendo identificar las señales correspondientes a moléculas aisladas dentro de la anchura no homogénea de las bandas SERS. En concreto, estudiaron la banda cerca de 590 cm−1 de la molécula de Azul del Nilo (figura 4.2), a una concentración 5 nM, sobre coloides de Ag inmovilizados, a 77 K y excitando a 633 nm.

H2N+

O

N

N

Figura 4.2. Molécula de Azul del Nilo.

En estas condiciones experimentales se registraron entre 7.500 y 12.500 espectros SERS, lo que permitió estimar que la señal detectada provenía de moléculas aisladas, con un pequeño porcentaje de espectros correspondiente a grupos entre 2 y 5 moléculas. Dichos autores han desarrollado un método para estimar cuantas moléculas contribuyen realmente a la señal Raman-SERS. En la figura 4.3 se presentan los espectros SERS registrados por dichos autores[22] para el azul del Nilo, resueltos a partir del ensanchamiento no homogéneo de la banda promedio cerca de 590 cm−1, donde se puede ver el espectro SERS de una molécula aislada, seis ejemplos de dos moléculas en diferentes posiciones e intensidades relativas y dos ejemplos de tres moléculas. Estos resultados preliminares abren todo un campo para comprender en un futuro cercano las interacciones moleculares con su entorno a nivel de las single molecules, pudiendo revelar algunos detalles asociados con los distintos extremos de una molécula que interacciona con el medio que la rodea, lo que sugiere el potencial interés que tiene por delante la espectroscopía SERS de moléculas aisladas (SM-SERS). 4.4.

CATÁLISIS SOBRE NANOPARTÍCULAS BIMETÁLICAS

La espectroscopía SERS ha demostrado ser una herramienta de gran utilidad para analizar superficies, especialmente las de carácter bimetálico[23], puesto que a pesar de la limitación de las resonancias plasmónicas a unos pocos metales (Au, Ag, Cu), la intensificación del campo electromagnético puede ser aprovechada por materiales que no tienen actividad SERS, como, por ejemplo, platino, cuando se encuentra en capas ultradelgadas sobre nanoestructuras de Au, Ag o Cu[24]. 121

Ampli_plas_04.indd 121

02/07/14 13:46

Amplificación plasmónica de espectros Raman y de fluorescencia

two molecule spectra

580

a)

one single-molecule spectrum

b) nile blue

nile blue

Intensity [arb. units]

Intensity [arb. units]

one single-molecule spectrum

590 Raman shift [cm−1]

600

three molecule spectra

580

590

600

Raman shift [cm−1]

Figura 4.3. Señales SERS con contribuciones de varias moléculas resueltas en la anchura no homogénea del promedio. En la parte superior de ambas gráficas se muestra un caso típico de molécula individual (single molecule) con la misma escala horizontal para su comparación. a) Señales con dos moléculas (claramente resueltas) relativamente comunes a una concentración 5 nM de pigmento. Se muestran explícitamente seis ejemplos con bandas en diferentes posiciones y con diferentes intensidades y anchuras relativas. En b) se muestra que es posible ver señales con contribuciones de tres moléculas. Figura tomada de la referencia [22].

Entre este tipo de superficies, se encuentran las monocapas de Pt sobre nanopartículas de Au, con una actividad catalítica única[25], en las que el platino hace que el metal activo en SERS, en este caso el oro, le «preste» la intensificación electromagnética de la que carece. A este respecto, Guerrini et al.[26] han realizado un estudio en el que relacionan la actividad SERS con la composición de superficies Pt/Au de dos tipos: una superficie compuesta por un núcleo (core) de Au con un recubrimiento (shell) de iones Pt (Au@PtCl62−) y otra en la que el Pt está reducido (Au@Pt0). Como moléculas de prueba utilizaron la lucigenina (LG), que forma complejos de carga con los aniones adsorbidos sobre la superficie, y el tiofenol (TP), que se enlaza químicamente con la superficie metálica formando un tiolato. Los espectros SERS de estos dos compuestos son muy sensibles a las variaciones en la composición de las superficies (figura 4.4), especialmente en las regiones 1650-1350 cm−1 de la LG y 1100-950 cm−1 del TP. Al relacionar los cambios en los espectros SERS con la relación Pt/Au de las superficies estudiadas, los autores concluyen que los átomos de Au juegan un papel decisivo a la hora de definir la estructura de las submonocapas del recubrimiento de Pt (shells). Esto implica que el sustrato de Au (core) no solo actúa sobre las propiedades electrónicas de los islotes de Pt que lo recubren, ya que también hace las veces de molde para la depo122

Ampli_plas_04.indd 122

02/07/14 13:46

998

1073

1393

CH3 d)

a)

e)

H3C

c)

NP Surface –

= Cl

1600 1500 1400 1300 Wavenumbers/cm−1

S

1073

1395

b) 1581

SERS Intensity

1578

Ejemplos de aplicaciones SERS / SERRS en biomoléculas

NP Surface f) 100

1050

1000

Wavenumbers/cm−1

Figura 4.4. Detalles de las regiones espectrales 1680-1350 cm−1 y 1100-950 cm−1 de los espectros SERS de LG 10−5 M (izquierda) y TP 10−5 M (derecha), respectivamente, sobre AuNPs (a y d), Au@Pt0 (R = 0,54) (b y e) y sobre Au@PtCl62– (R = 0,54) (c y f ), respectivamente. Se incluyen los esquemas de adsorción de LG (izquierda) y TP (derecha) sobre las superficies metálicas. Figura tomada de la referencia [26].

sición del Pt en la primera etapa del proceso. Este fenómeno puede contribuir a una intensificación de las propiedades ópticas, electrónicas y sobre todo catalíticas de estas nanopartículas bimetálicas con estructura core-shell y se espera que tengan implicaciones importantes en el diseño de superficies con reactividades interfaciales basadas en nanoestructuras multimetálicas. 4.5.

ESPECTROSCOPÍA SERS Y SEF SOBRE NANOPARTÍCULAS DE ORO CON CORTEZAS AISLANTES (SHELL-ISOLATED NANOPARTICLES, SHINs)

Aunque la espectroscopía SERS ha permitido dar un gran paso en la caracterización de moléculas como técnica ultrasensible a niveles de moléculas aisladas (single molecules) comparables con la espectroscopía de fluorescencia, la presencia ineludible de sustratos metálicos como superficies rugosas o en forma de nanopartículas, en estrecho contacto con las moléculas a estudiar, hizo que se limitaran las aplicaciones prácticas de la espectroscopía SERS. Con el fin de mejorar la técnica, se realizaron una serie de propuestas enfocadas a la fabricación de sustratos SERS no tradicionales. Con este fin surgió la técnica TERS (Tip-enhanced Raman Spectroscopy)[27-29], donde la muestra a estudiar puede estar sobre cualquier tipo de sustrato y una punta (tip) de Au de dimensiones «nano» colocada sobre la muestra que actúa como amplificador de la señal Raman. No obstante, el inconveniente de la técnica TERS es que la señal Raman de la superficie de la punta metálica es bastante débil, por lo que hay que limitar la técnica a moléculas con una gran sección eficaz Raman. 123

Ampli_plas_04.indd 123

02/07/14 13:46

Amplificación plasmónica de espectros Raman y de fluorescencia

Con el fin de superar este inconveniente, el grupo de Z.Q. Tian[24] ha fabricado lo que ellos llaman «shell-isolated nanoparticles» que consisten en nanopartículas de Au con una corteza ultradelgada de sílice (SiO2) o alúmina (Al2O3). Estos autores obtuvieron mediante esta técnica, bautizada como SHINERS (SHell-Isolated Nanoparticle-Enhanced Raman Spectroscopy) valiosos resultados, por la simple dispersión de las citadas nanopartículas sobre la muestra a estudiar, llegando a detectar el hidrógeno adsorbido sobre la superficie plana de monocristales de Pt[111] y de Si[111] (figura 4.5). a)

nPt−H

b)

2034

c)

nPt−H 2034

IX nSi−H

SiO2 o Al2O3

2028

I 2023

II III

Au

2029

VI

2024

VII

2149

Au

Pt(111)

Si(111)

Pt(111)

X IV V 2000 2100 Raman shift (cm−1)

Au Pt(111)

VIII 2000 2100 Raman shift (cm−1)

XI 2000 2200 Raman shift (cm−1)

Figura 4.5. a) Espectros SHINERS, a distintos potenciales, de hidrógeno adsorbido sobre una superficie de Pt(111) con nanopartículas Au/SiO2;. Curva I: −1,2 V; Curva II: −1,6 V; Curva III: −1,9 V; Curva IV: sin nanopartículas Au/SiO2; Curva V: con nanopartículas de corteza más gruesa a −1,9 V. b) Espectros SHINERS, a distintos potenciales, de hidrógeno adsorbido sobre una superficie de Pt(111) con nanopartículas Au/Al2O3. Curva VI: −1,2 V; Curva VII: −1,6 V; Curva VIII: −1,9 V. c) Espectros SHINERS de hidrógeno sobre una lámina de Si(111) tratada con ácido sulfúrico 98% (Curva IX), una disolución de HF al 30% (Curva X) y plasma de O2 (Curva XI). Figura tomada de la referencia [24].

De este estudio pudo deducirse que la banda nPt-H aparece cuando el grosor de la corteza es de 2 nm, mientras que cuando aumenta a 20 nm, dichas bandas desaparecen. Al hilo de estos resultados, Guerrero y Aroca[30] lograron aplicar nanopartículas SHINs para obtener espectros SEF, llamando a esta técnica SHINEF (Shell-Isolated Nanoparticle Enhanced Fluorescence). Como moléculas de prueba, utilizaron dos colorantes: la rodamina R18 (octadecil rodamina B) y el perileno nBPTCD [bis(nbutilimido) perileno]. Debido a que para que se observe el efecto SEF es necesario que haya una distancia entre la superficie plasmónica y la molécula fluorescente, en este caso, el grosor de la corteza de sílice a la que se observan mejores resultados es la de 20 nm. A modo de ejemplo, se presentan en las figuras 4.6 y 4.7 los resultados de la referencia[30] que ilustran los espectros SHINEF obtenidos con distintas condiciones experimentales. 124

Ampli_plas_04.indd 124

02/07/14 13:46

Ejemplos de aplicaciones SERS / SERRS en biomoléculas 30000 SHINEF CH3

CH3

25000 N

20000

Counts

H+

O

CH3

Cl–

CH3 C18H37

15000 10000 5000 0

Reference R18/AA 1:10 LB Nm 550

600

650

700 l/nm

750

800

Figura 4.6. Espectro SHINEF de una monocapa LB de rodamina R18 con nanopartículas de Au (SHINs). Figura tomada de la referencia [30].

O 6000

H4C4−N

580

O

SHINEF

4000 Counts

7

54

N−C4H3

O 2000

O

9

58

0 nBPTCD/AA 1:1000 LB film 550

650

750

l/nm

Figura 4.7. Espectro de Fluorescencia de referencia y espectros SHINEF de una monocapa LB mixta de nBPTCD/ácido araquídico 1:1000. Figura tomada de la referencia [30].

125

Ampli_plas_04.indd 125

02/07/14 13:46

Amplificación plasmónica de espectros Raman y de fluorescencia

4.6.

TIP-ENHANCED RAMAN SCATTERING (TERS)

La técnica TERS se basa en la utilización de un microscopio de fuerzas atómicas (AFM) de efecto túnel (STM) como antena para intensificar la señal Raman de la superficie de una muestra en contacto con la punta (tip) metalizada de dicho microscopio. La citada punta AFM/STM está en el orden de los nanómetros, por lo que podemos considerar la técnica TERS como un método para obtener espectros SERS con una alta resolución lateral similar a la dimensión de la punta de metal, es decir, en la escala de los nanómetros[28, 31]. Esta técnica ha sido usada ya con éxito en estudios de moléculas biológicas sin marcadores con un creciente número de trabajos en los que se presentan espectros TERS de biomoléculas, células y bacterias[32, 33]. Un típico ejemplo de la implementación del TERS es la obtención de espectros de cadenas sencillas de RNA[34], usado como un nuevo método de secuenciación directa para la caracterización del RNA (figura 4.8). b)

a)

c) RNA

Raman signal

Figura 4.8. a) Experimento TERS a lo largo de una cadena sencilla de RNA. b) Magnificación del área que corresponde aproximadamente al tamaño del spot del láser. c) Magnificación que corresponde al área de interacción de la punta TERS. Figura tomada de la referencia [34].

Como se muestra en la figura 4.9, los resultados TERS del RNA mostraron la presencia de las principales bandas correspondientes a la citosina, con fluctuaciones en sus intensidades según la posición en la que se obtuviera el espectro. Dichas fluctuaciones pueden explicarse como el efecto de la disposición específica de cada cadena y los campos longitudinales en el campo cercano a la superficie metálica. Además, también se han obtenido espectros TERS de otras moléculas como glutatión[35], citocromo c[36], biomembranas[37] y bacterias[38-40]. De particular interés es el estudio TERS del virus aislado del mosaico del tabaco[38] con una punta AFM cubierta de plata, como se muestra en la figura 4.10. 126

Ampli_plas_04.indd 126

02/07/14 13:46

Ejemplos de aplicaciones SERS / SERRS en biomoléculas Figura 4.9. Experimento TERS a lo largo de una cadena sencilla de RNA. a) Imagen topográfica que muestra siete spots consecutivos correspondientes a las posiciones de las medidas TERS y un spot adicional (posición 8) usado como medida de referencia. b) Espectros Raman de las posiciones señaladas en a). Figura tomada de la referencia [34].

a)

b) Tip Position 1 Raman Intensity

2 3 4 5 6 7 8 1600 1400 1200 1000

800

~ v /cm−1

Figura 4.10. Descripción esquemática de un montaje TERS. El haz láser se focaliza desde abajo sobre la punta AFM cubierta de plata, que hace el barrido independientemente pero ajustando el foco para que la punta permanezca enfocada durante todo el tiempo. El radiación SERS se recoge en la posición backscattering con el mismo objetivo del microscopio usado para iluminar la punta. Figura tomada de la referencia [38].

127

Ampli_plas_04.indd 127

02/07/14 13:46

Amplificación plasmónica de espectros Raman y de fluorescencia

29 nm

0 nm

Raman Intensity

1

2 3 4

1800

1600

1400 1200 1000 wavenumber/cm−1

800

600

Figura 4.11. Estudio TERS de una partícula de virus del mosaico del tabaco. A) Imagen AFM de la partícula estudiada. Las posiciones de la punta TERS están marcadas. B) Espectros TERS de la partícula de virus registrados en varias posiciones (longitud de onda de excitación 568,2 nm, potencia del láser incidente sobra la muestra ~0,5 mW, tiempo de integración 10 s). Los espectros son muy parecidos. Las diferencias de las intensidades Raman se deben probablemente a las diferentes orientaciones de las moléculas respecto a la superficie metálica de partículas SERS. Figura tomada de la referencia [38].

La punta interactúa principalmente con las proteínas de la corteza y con las cápsidas, dando lugar a las típicas bandas Raman de proteínas que predominan en el espectro TERS. Los espectros TERS de estos virus se registraron en varias posiciones (figura 4.11), por lo que las diferencias en la intensidad de las bandas Raman observadas pueden asignarse a las diferentes orientaciones de las moléculas respecto a la superficie metálica[38]. Aunque la espectroscopía TERS abre un nuevo y prometedor campo para la rápida detección e identificación de biomoléculas, su aplicación es todavía cuestionable, ya que la intensidad de las bandas TERS varía de un experimento a otro debido a factores como la geometría de la molécula y las fluctuaciones del campo electromagnético. 128

Ampli_plas_04.indd 128

02/07/14 13:46

Ejemplos de aplicaciones SERS / SERRS en biomoléculas

REFERENCIAS [1] Grubisha, D. S., Lipert, R. J., Park, H. Y., Driskell, J. y Porter, M. D. «Femtomolar detection of prostate-specific antigen: An immunoassay based on surfaceenhanced Raman scattering and immunogold labels». Analytical Chemistry. 75 (2003), pp. 5936-5943. [2] Mohs, A. M., Mancini, M. C., Singhal, S., Provenzale, J. M., Leyland-Jones, B., Wang, M. D. y Nie, S. «Hand-held Spectroscopic Device for In Vivo and Intraoperative Tumor Detection: Contrast Enhancement, Detection Sensitivity, and Tissue Penetration». Analytical Chemistry. 82 (2010), pp. 9058-9065. [3] Sha, M. Y., Xu, H., Natan, M. J. y Cromer, R. «Surface-Enhanced Raman Scattering Tags for Rapid and Homogeneous Detection of Circulating Tumor Cells in the Presence of Human Whole Blood». Journal of the American Chemical Society. 130 (2008), pp. 17 214-17 215. [4] Stevenson, R., Ingram, A., Leung, H., McMillan, D. C. y Graham, D. «Quantitative SERRS immunoassay for the detection of human PSA». Analyst. 134 (2009), pp. 842-844. [5] Beier, H. T., Cowan, C. B., Chou, I. H., Pallikal, J., Henry, J. E., Benford, M. E., Jackson, J. B., Good, T. A. y Cote, G. L. «Application of surface-enhanced Raman spectroscopy for detection of beta amyloid using nanoshells». Plasmonics. 2 (2007), pp. 55-64. [6] Benford, M. E., Chou, I. H., Beier, H. T., Wang, M., Kameoka, J., Good, T. A., y Cote, G. L. «In vitro detection of beta amyloid exploiting surface enhanced Raman scattering (SERS) using a nanofluidic biosensor» - art. n.º 68690W. En T. VoDinhand J. R. Lakowicz (eds.), Plasmonics in Biology and Medicine V, Vol. 6869, 2008, pp. W8690-W8690. [7] An, J. H., El-Said, W. A., Yea, C. H., Kim, T. H. y Choi, J. W. «Surface-Enhanced Raman Scattering of Dopamine on Self-Assembled Gold Nanoparticles». Journal of Nanoscience and Nanotechnology. 11 (2011), pp. 4424-4429. [8] Shi, C., Zhang, Y., Gu, C., Seballos, L. y Zhang, J. Z. «Low concentration Biomolecular detection using liquid core photonic crystal fiber (LCPCF) SERS sensor» - art. n.º 685204. En I. Gannot (ed.), Optical Fibers and Sensors for Medical Diagnostics and Treatment Applications Viii, Vol. 6852, 2008, pp. 85 20485 204. [9] Ma, K., Yuen, J. M., Shah, N. C., Walsh, J. T., Glucksberg, M. R. y Van Duyne, R. P. «In Vivo, Transcutaneous Glucose Sensing Using Surface-Enhanced Spatially Offset Raman Spectroscopy: Multiple Rats, Improved Hypoglycemic Accuracy, Low Incident Power, and Continuous Monitoring for Greater than 17 Days». Analytical Chemistry. 83 (2011), pp. 9146-9152. [10] Yuen, J. M., Shah, N. C., Walsh, J. T., Glucksberg, M. R. y Van Duyne, R. P. «Transcutaneous Glucose Sensing by Surface-Enhanced Spatially Offset Raman Spectroscopy in a Rat Model». Analytical Chemistry. 82 (2010), pp. 8382-8385. [11] Matousek, P., Clark, I. P., Draper, E. R. C., Morris, M. D., Goodship, A. E., Everall, N., Towrie, M., Finney, W. F. y Parker, A. W. «Subsurface probing in

129

Ampli_plas_04.indd 129

02/07/14 13:46

Amplificación plasmónica de espectros Raman y de fluorescencia diffusely scattering media using spatially offset Raman spectroscopy». Applied Spectroscopy. 59 (2005), pp. 393-400. [12] Matousek, P., Morris, M. D., Everall, N., Clark, I. P., Towrie, M., Draper, E., Goodship, A. y Parker, A. W. «Numerical simulations of subsurface probing in diffusely scattering media using spatially offset Raman spectroscopy». Applied Spectroscopy. 59 (2005), pp. 1485-1492. [13] Clarke, W. L. «The original Clarke Error Grid Analysis (EGA)». Diabetes technology & therapeutics. 7 (2005), pp. 776-779. [14] Clarke, W. L., Cox, D., Gonderfrederick, L. A., Carter, W. y Pohl, S. L. «Evaluating Clinical Accuracy Of Systems For Self-Monitoring Of Blood-Glucose». Diabetes Care. 10 (1987), pp. 622-628. [15] Le Ru, E. C. y Etchegoin, P. G. «Single-Molecule Surface-Enhanced Raman Spectroscopy». En M. A. Johnsonand T. J. Martinez (eds.), Annual Review of Physical Chemistry, Vol. 63, 2012, pp. 65-87. [16] Jiang, J., Bosnick, K., Maillard, M. y Brus, L. «Single molecule Raman spectroscopy at the junctions of large Ag nanocrystals». Journal of Physical Chemistry B. 107 (2003), pp. 9964-9972. [17] Kneipp., K., Wang, Y., Kneipp., H., Perelman, L. T., Itzkan, I., Dasari, R. y Feld, M. S. «Single molecule detection using surface-enhanced Raman scattering (SERS)». Physical Review Letters. 78 (1997), pp. 1667-1670. [18] Michaels, A. M., Nirmal, M. y Brus, L. E. «Surface enhanced Raman spectroscopy of individual rhodamine 6G molecules on large Ag nanocrystals». Journal of the American Chemical Society. 121 (1999), pp. 9932-9939. [19] Nie, S. M. y Emery, S. R. «Probing single molecules and single nanoparticles by surface-enhanced Raman scattering». Science. 275 (1997), pp. 1102-1106. [20] Weiss, A. y Haran, G. «Time-dependent single-molecule Raman scattering as a probe of surface dynamics». Journal of Physical Chemistry B. 105 (2001), pp. 12 348-12 354. [21] Xu, H. X., Bjerneld, E. J., Kall, M. y Borjesson, L. «Spectroscopy of single hemoglobin molecules by surface enhanced Raman scattering». Physical Review Letters. 83 (1999), pp. 4357-4360. [22] Etchegoin, P. G. y Le Ru, E. C. «Resolving Single Molecules in Surface-Enhanced Raman Scattering within the Inhomogeneous Broadening of Raman Peaks». Analytical Chemistry. 82 (2010), pp. 2888-2892. [23] Tian, Z. Q., Ren, B., Li, J. F. y Yang, Z. L. «Expanding generality of surface-enhanced Raman spectroscopy with borrowing SERS activity strategy». Chemical Communications (2007), pp. 3514-3534. [24] Li, J. F., Huang, Y. F., Ding, Y., Yang, Z. L., Li, S. B., Zhou, X. S., Fan, F. R., Zhang, W., Zhou, Z. Y., Wu, D. Y., Ren, B., Wang, Z. L. y Tian, Z. Q. «Shell-isolated nanoparticle-enhanced Raman spectroscopy». Nature. 464 (2010), pp. 392-395. [25] Raimondi, F., Scherer, G. G., Kotz, R. y Wokaun, A. «Nanoparticles in energy technology: Examples from electrochemistry and catalysis». Angewandte ChemieInternational Edition. 44 (2005), pp. 2190-2209. [26] Guerrini, L., Lopez-Tobar, E., Garcia-Ramos, J. V., Domingo, C. y SanchezCortes, S. «New insights on the Au-core/Pt-shell nanoparticle structure in the

130

Ampli_plas_04.indd 130

02/07/14 13:46

Ejemplos de aplicaciones SERS / SERRS en biomoléculas sub-monolayer range: SERS as a surface analyzing tool». Chemical Communications. 47 (2011), pp. 3174-3176. [27] Pettinger, B., Ren, B., Picardi, G., Schuster, R. y Ertl, G. «Nanoscale probing of adsorbed species by tip-enhanced Raman spectroscopy». Physical Review Letters. 92 (2004). [28] Stockle, R. M., Suh, Y. D., Deckert, V. y Zenobi, R. «Nanoscale chemical analysis by tip-enhanced Raman spectroscopy». Chemical Physics Letters. 318 (2000), pp. 131-136. [29] Wu, D. Y., Li, J. F., Ren, B. y Tian, Z. Q. «Electrochemical surface-enhanced Raman spectroscopy of nanostructures». Chemical Society Reviews. 37 (2008), pp. 1025-1041. [30] Guerrero, A. R. y Aroca, R. F. «Surface-Enhanced Fluorescence with Shell-Isolated Nanoparticles (SHINEF)». Angewandte Chemie-International Edition. 50 (2011), pp. 665-668. [31] Bailo, E. y Deckert, V. «Tip-enhanced Raman scattering». Chemical Society Reviews. 37 (2008), pp. 921-930. [32] Elfick, A. P. D., Downes, A. R. y Mouras, R. «Development of tip-enhanced optical spectroscopy for biological applications: a review». Analytical and Bioanalytical Chemistry. 396 (2010), pp. 45-52. [33] Pettinger, B. «Single-molecule surface- and tip-enhanced raman spectroscopy». Molecular Physics. 108 (2010), pp. 2039-2059. [34] Bailo, E. y Deckert, V. «Tip-enhanced Raman spectroscopy of single RNA strands: Towards a novel direct-sequencing method». Angewandte Chemie-International Edition. 47 (2008), pp. 1658-1661. [35] Deckert-Gaudig, T., Bailo, E. y Deckert, V. «Tip-enhanced Raman scattering (TERS) of oxidised glutathione on an ultraflat gold nanoplate». Physical Chemistry Chemical Physics. 11 (2009), pp. 7360-7362. [36] Yeo, B. S., Madler, S., Schmid, T., Zhang, W. H. y Zenobi, R. «Tip-enhanced Raman spectroscopy can see more: The case of cytochrome C». Journal of Physical Chemistry C. 112 (2008), pp. 4867-4873. [37] Bohme, R., Cialla, D., Richter, M., Rosch, P., Popp, J. y Deckert, V. «Biochemical imaging below the diffraction limit – probing cellular membrane related structures by tip-enhanced Raman spectroscopy (TERS)». Journal of Biophotonics. 3 (2010), pp. 455-461. [38] Cialla, D., Deckert-Gaudig, T., Budich, C., Laue, M., Moeller, R., Naumann, D., Deckert, V. y Popp, J. «Raman to the limit: tip-enhanced Raman spectroscopic investigations of a single tobacco mosaic virus». Journal of Raman Spectroscopy. 40 (2009), pp. 240-243. [39] Hermann, P., Hermelink, A., Lausch, V., Holland, G., Moller, L., Bannert, N. y Naumann, D. «Evaluation of tip-enhanced Raman spectroscopy for characterizing different virus strains». Analyst. 136 (2011), pp. 1148-1152. [40] Neugebauer, U., Roesch, P., Schmitt, M., Popp., J., Julien, C., Rasmussen, A., Budich, C. y Deckert, V. «On the way to nanometer-sized information of the bacterial surface by tip-enhanced Raman spectroscopy». Chemphyschem. 7 (2006), pp. 1428-1430.

131

Ampli_plas_04.indd 131

02/07/14 13:46

Ampli_plas_04.indd 132

02/07/14 13:46

CAPÍTULO 5

Fluorescencia amplificada por superficie (FAS) 5.1.

INTRODUCCIÓN

Aunque la primera descripción científica de la fluorescencia se atribuye a Boyle (1627-1691), existe una historia en las Américas que está relacionada con soluciones coloreadas usadas por los aztecas y que están descritas en la Historia Medicinal de N. Monardes (Sevilla 1565)[1]. Son las propiedades ópticas de soluciones coloreadas las que han estado en el centro del desarrollo del fenómeno físico de la fluorescencia y continúan siendo un punto de gran atención en el siglo xxi debido a que la sección eficaz de la fluorescencia es una de las más altas, lo que se traduce en múltiples aplicaciones analíticas[2, 3]. Las soluciones moleculares coloreadas son producidas por solutos que absorben en la región visible del espectro electromagnético y son conocidas bajo el nombre genérico de colorantes. El objeto de nuestra discusión es la fluorescencia molecular y la correspondiente fluorescencia molecular amplificada por plasmones localizados en nanoestructuras metálicas. El término genérico de luminiscencia define la emisión espontánea de radiación a partir de un estado excitado electrónico vibracional. La foto-luminiscencia se obtiene por la excitación fotónica directa de la especie que emite. La fluorescencia es uno de los fenómenos de foto-luminiscencia en que la formación de estado excitado es por excitación fotónica. La excitación molecular puede ser alcanzada de varias maneras dando lugar a la bioluminiscencia, quimioluminiscencia o radioluminiscencia; sin embargo, aquí nos interesa solo la excitación por absorción de la radiación electromagnética, y por tanto, el coeficiente de absorción es la propiedad física fundamental. Aunque la molécula puede tener la posibilidad de formar varios estados excitados, la fluorescencia molecular considera y se refiere solo al primer estado electrónico excitado singlete. 5.2.

PRINCIPIOS BÁSICOS DE LA ESPECTROSCOPÍA DE FLUORESCENCIA

La emisión de luz por una transición desde un estado electrónico excitado al estado fundamental se denomina fluorescencia si el estado excitado es un singlete o fosforescencia cuando el estado excitado corresponde a un triplete. La transición singlete-singlete en la fluorescencia está permitida, mientras que la triplete-singlete en fosforescencia esta prohibida. Esto trae como consecuencia grandes diferencias en los tiempos de vida medios de ambos fenómenos. La fluorescencia tiene lugar en nanosegundos, mientras que la fosforescencia puede ocurrir en microsegundos. Como existen numerosos libros sobre fluorescencia[2, 3], nos limitaremos a un resumen breve que se hace necesario para la discusión de la fluorescencia amplifi133

Ampli_plas_05.indd 133

02/07/14 13:46

Amplificación plasmónica de espectros Raman y de fluorescencia Diagrama de energías de Jablonski Estados excitados singletes Excitación (absorción) 53 10−15 s S2 21 Estados vibracionales 0

Conversión interna Conversión interna y S relajación vibracional 1 −14 −11 (10 − 10 )

5 3 2

Fluorescencia retardada

1 5 3 2

0

1

Cruce entre sistemas

Fluorescencia (10−9 − 10−7 s)

0

Estados excitados tripletes (T1)

Relajación no radiativa (Triplete)

Cruce entre sistemas Desactivación

Relajación no radiativa

S0

Fosforescencia (10−3 − 102 s)

5 3 2 1 0

Estado fundamental

Figura 5.1. Diagrama de Jablonsky para la fluorescencia.

cada por plasmones localizados en nanoestructuras metálicas. Empezaremos por definir cada una de las características de los espectros de fluorescencia. Dentro de la aproximación adiabática, el esquema típico de los estados estacionarios de energía para la fluorescencia es conocido como diagrama de Jablonski[4] que se puede ver en la figura 5.1. De aquí se deduce que las características que definen un espectro de fluorescencia son la transición electrónica entre el estado fundamental y los estados singletes excitados. Sin embargo, la correspondiente estructura vibracional de la banda de emisión contiene las vibraciones fundamentales del estado electrónico fundamental. El primer paso en la foto-excitación es la absorción de radiación electromagnética. La absorción tiene lugar en femto-segundos (10−15 s) y experimentalmente se mide como la absorbancia molecular, A. La absorbancia se define como el logaritmo en base 10 de la razón entre la potencia de la radiación incidente (Pl0),y la potencia de la radiación transmitida (Pl) a una cierta longitud de onda, ⎛ P0 ⎞ A = log ⎜ λ ⎟ = − log T ⎝ Pλ ⎠

(5.1)

En la práctica, la absorbancia, A, es el logaritmo en base 10 del cociente de la energía radiante espectral de la luz transmitida a través de la muestra de referencia 134

Ampli_plas_05.indd 134

02/07/14 13:46

Fluorescencia amplificada por superficie (FAS)

a la de la luz transmitida a través de la solución, ambas observadas en celdas idénticas. T es la transmitancia (cuando la reflexión y el scattering son insignificantes). En soluciones diluidas, en las que la absorbancia y la concentración varían de forma lineal, es decir, cuando la especie absorbente no exhibe ninguna agregación dependiente de la concentración, la absorbancia de la radiación monocromática enfocada en un medio isotrópico homogéneo es proporcional a la longitud del camino de la absorción, l, y a la concentración, c (en la fase de gas a la presión de la especie absorbente). Así, se enuncia la relación de Lambert-Beer (o ley de Lambert-Beer-Bouguer) que se puede expresar como: ⎛ P0 ⎞ A = log ⎜ λ ⎟ = − ε cl ⎝ Pλ ⎠

(5.2)

Pl = Pl010−ecl

(5.3)

donde la constante de la proporcionalidad, e, se llama el coeficiente de absorción molar. Para l de un centímetro y c en el mol/L, e se da en unidades de dm3mol −1cm −1 o M −1cm −1, unidades de uso general en química. La unidad de e en el S.I. es m2mol −1. Para que la relación de Beer-Lambert sea válida es necesario que la anchura de banda de la energía radiante sea mucho menor que la anchura de banda en el espectro de absorción molecular. La potencia de la luz en el S.I. es, Js −1 = W. La sección eficaz de la absorción, sA, se puede calcular a partir del coeficiente de absorción dividido por el número de moléculas por unidad de volumen a lo largo del camino de la absorción (largo de la celda). Sin embargo, la definición (5.1) usa logaritmos base diez y para calcular la sección eficaz se deben convertir a logaritmos neperianos (ln 10 = 2.303). De tal manera que la relación entre la sección eficaz, sA, y el coeficiente de absorción molecular, e(l),queda dado por: sA(m2)∝

ln10 × e(l) 6.022 × 1023

(5.4)

Las unidades de e(l) son M −1cm −1 (molaridad/cm), y las unidades de sA son m2. Lo más común es usar cm2 para la sección eficaz, así, se necesita un factor de conversión: ⎛ dm3 ⎞ σ A (cm2 ) = 2.303 × ε ⎜ × cm−1⎟ ⎝ mol ⎠

(5.5)

donde 1 103 × cm3 ⎛ dm3 −1⎞ × cm × cm−1 × mol = 1,6605 × 10−21 cm2 = ⎜⎝ mol ⎟⎠ mol 6,02217 × 1023 135

Ampli_plas_05.indd 135

02/07/14 13:46

Amplificación plasmónica de espectros Raman y de fluorescencia

y así se obtiene sA(cm2) = 2.303 × 1,6605 × 10−21e = 3.824 × 10−21e (M −1cm −1)

(5.6)

La magnitud de e(l)en moléculas puede ser del orden de 105, lo que produce una sección eficaz del orden de sA = 3.824 × 10−16, bastante mayor que la de Raman (la sección eficaz en el Raman normal es de orden de 10−29 cm2). En la literatura es común encontrar valores de sA del orden de 10−17 cm2 (luminoflavina y riboflavina[5]), al mismo tiempo que magnitudes del orden de sA ≈ 10−21 (ácido nitroso), estos últimos considerados absorbentes débiles[6]. En la figura 5.2, se ilustran los espectros de absorción de una disolución de la molécula de cristal violeta a diferentes concentraciones. H3C

N

CH3

595

0,6 C+ N

Absorbancia

H3C N

0,4

CH3

CH3

CH3

[Cristal violeta]

0,2

0

350 400 450 500 550 600 650 700 750 800 Longitud de onda (nm)

Figura 5.2. Espectro de absorción en la región visible del espectro de la molécula de cristal violeta a diferentes concentraciones.

Por ejemplo, experimentalmente se determino el coeficiente de absorción de la clorofila en solución de acetona a 646,6 nm con un valor igual a e = 18.580 M −1cm −1[7]. La sección eficaz está dada por sA(cm2) = 3.824 × 10−21e(M −1cm −1) = 7,1 × 10−17 cm2. La fracción de la potencia absorbida, de acuerdo con (5.2) y (5.3) está dada por Pl0 − Pl P = 1 − l0 = 1 − 10−ecl 0 Pl Pl

(5.7)

136

Ampli_plas_05.indd 136

02/07/14 13:46

Fluorescencia amplificada por superficie (FAS)

La potencia de la emisión o fluorescencia Pf , debe ser proporcional a la fracción de la potencia absorbida multiplicada por un factor, el rendimiento cuántico Ff : ⎛ P ⎞ Pf = Φ f Pλ0 ⎜1 − λ0 ⎟ = Φ f Pλ0 (1 − 10− ε cl ) Pλ ⎠ ⎝

(5.8)

La relación radiación absorbida/radiación emitida, o rendimiento cuántico de la emisión, Ff , es un parámetro esencial en la espectroscopía molecular de emisión. El factor en paréntesis en (5.8) puede expresarse como un desarrollo en serie (McLaurin), de forma que: (2.303 × ε cl )2 ⎡ ⎤ Pf = Φ f Pλ0 ⎢2.303ε cl − + ...⎥ 2! ⎣ ⎦

(5.9)

En soluciones diluidas (cuando el producto ec = 1), la serie en (5.9) se reduce al primer término: Pf = Ff Pl0 × 2.303 ecl

(5.10)

Es evidente que para moléculas con una alta sección eficaz de absorción, se espera también una alta sección eficaz de fluorescencia si el rendimiento cuántico es cercano a la unidad. Por ejemplo, los datos publicados para la luminoflavina en solución acuosa y en películas sólidas son sA (máximo) = 4,3 × 10−17cm2 para la sección eficaz de absorción y Ff  = 0,316 para el rendimiento cuántico. con estos datos y teniendo en cuenta que definimos la sección eficaz de la fluorescencia como sf = sA × Ff , se obtiene un valor de sf = 1,36 × 10−17cm2 en solución acuosa para dicha molécula. En películas delgadas sA (máximo) = 3,4 × 10−17cm2, y Ff  = 0,359, lo que debería dar una sección eficaz para la fluorescencia sf = 1,22 × 10−17cm2 para la misma molécula, es decir, doce órdenes de magnitud mayor que la del Raman normal. De esta discusión, se deduce que la potencia de la fluorescencia molecular depende de la concentración, de la absorción molar y del rendimiento cuántico. En aplicaciones analíticas, la fluorescencia es proporcional a la concentración Pf = K × c, siendo K una constante de proporcionalidad que incluye todas las constantes en (5.10) más las constantes del instrumento. Así, la concentración de una muestra desconocida puede ser determinada directamente usando una referencia de concentración conocida: Pf (muestra) c (muestra) = Pf (referencia) c (referencia)

(5.11)

137

Ampli_plas_05.indd 137

02/07/14 13:46

Amplificación plasmónica de espectros Raman y de fluorescencia

Después de la rápida absorción de la radiación electromagnética, la molécula se encuentra en alguno de los estados vibracionales de uno de sus estados electrónicos excitados. La molécula en estos niveles vibracionales excitados se relaja a niveles vibracionales más bajos del estado electrónico excitado. Esta relajación vibracional puede tener lugar en pico-segundos (10−12 s). En este punto, se pueden dar diferentes procesos fotofísicos que hacen relajar la molécula a su estado electrónico fundamental. Los más importantes son: 1. Fluorescencia: corresponde a la relajación de la molécula del estado excitado singlete al estado electrónico fundamental con la emisión de la luz (kf ). La fluorescencia tiene un tiempo de vida medio de nanosegundos (∼10−9 s), de modo que hay suficiente tiempo para que muchas moléculas pueden ser desactivadas por colisiones. Como puede verse en la figura 5.1, la energía de la fluorescencia es siempre menor que la energía de la absorción para una molécula dada. Así la radicación de la emisión se observa a longitudes de onda mayores que la de la excitación. 2. Desactivación por colisiones o conversión externa: corresponde a la relajación no-radiativa (kce). 3. Cruzamiento entre sistemas electrónicos (kcs): en este proceso, si los estados de la energía del estado singlete traslapan los del estado del triplete, el acoplamiento vibracional puede ocurrir entre los dos estados. 4. Conversión interna (kci): es el desactivacion no-radiativa facilitado por la densidad de estados vibracionales en el estado electrónico fundamental y los estados electrónicos excitados. Estos son procesos rápidos (10−12 s) y, por tanto, compiten en eficacia con la fluorescencia en la mayoría de las moléculas. 5. Fenómemos de transferencia de energía: desactivación, posible disociación molecular (kd ), etc. Todos estos procesos contribuyen a determinar el rendimiento cuántico Ff , que depende de la temperatura y del medio en que se efectúan las mediciones. En disolución hay que tener en cuenta los efectos del disolvente que pueden tener origen electrostático o pueden ser dipolares (dipolo-dipolo, dipolo inducido-dipolo inducido o enlaces de hidrógeno)[3]. En condiciones normales, los fenómenos de desactivación pueden llegar a ser muy efectivos y correspondientemente no todas las moléculas que absorben dan lugar a fluorescencia. Una expresión que resume la dependencia del rendimiento cuántico de las constantes de velocidad de decaimiento es: Ff =

kf kf + ∑kn

(5.12)

donde kn se refiere a todos los procesos no-radiativos que tienen lugar. 138

Ampli_plas_05.indd 138

02/07/14 13:46

Fluorescencia amplificada por superficie (FAS)

El tiempo de la vida media, t, del estado excitado, es decir, el tiempo medio que la molécula pasa en el estado excitado antes de volver al estado electrónico fundamental, lo define el denominador de (5.12): t=

1 kf + ∑kn

(5.13)

En general, los tiempos de vida media del estado excitado de la fluorescencia que se miden experimentalmente están en el rango de los nanosegundos. También se define el tiempo de vida medio radiativo tN a partir de kf (tN = kf−1). tN es siemt pre mayor o igual al tiempo de la vida media, t y Ff = . tN Ff =

radiación emitida = rendimiento cuántico radiación absorbida

Ff =

kf kf + kce + kcs + kci + kd

Intensidad (u.a.)

578 601

Absorción

Fluorescencia

400 450 500 550 600 650 700 750 800 Longitud de onda/nm

Figura 5.3. Ejemplo de la imagen especular de la absorción y la fluorescencia de una molécula de colorante.

El rendimiento cuántico se ilustra en la figura 5.3 con una molécula en la región visible del espectro electromagnético. A las moléculas que absorben en esta región se les da el nombre genérico de colorantes. 5.3.

MECANISMO DE DESACTIVACIÓN INDUCIDO

El mecanismo de desactivación inducido (quenching = apagamiento) se refiere a la transferencia no-radiativa de la energía de la molécula fluorescente desde el estado electrónico excitado a otra molécula diferente. Este es un fenómeno diná139

Ampli_plas_05.indd 139

02/07/14 13:46

Amplificación plasmónica de espectros Raman y de fluorescencia

mico que está dominado por las colisiones (en el orden del picosegundo) entre la molécula fluorescente excitada y la molécula desactivadora (quencher = apagador). La correspondiente constante de velocidad depende de la temperatura y la viscosidad del medio. En resumen, la intensidad de la fluorescencia Pf de una molécula depende del tiempo de vida medio de su primer estado excitado y de la constante de velocidad con que el primer estado excitado es desactivado por procesos noradiativos (∑kn). Gran parte de la desactivación no-radiativa viene de los alrededores debido a colisiones de la molécula fluorescente excitada con las moléculas del disolvente. Sin embargo, algunas moléculas son particularmente eficientes en apagar los estados excitados. Estas suelen ser moléculas que contienen átomos pesados (por ejemplo, halógenos) o compuestos paramagnéticos. El oxígeno es un apagador particularmente bueno, por tanto, es a menudo necesario quitar el oxígeno de la solución antes de medir espectros de fluorescencia. Como la desactivación inducida es parte de la desactivación externa, podemos asumir que la constante de velocidad de la desactivación externa es proporcional a la concentración del apagador Q, kce = kQ[Q], lo que permite reescribir (5.12) en la forma: FfQ =

Kf kf + ∑ki + kQ[Q]

(5.14)

Dividiendo la ecuación (5.12) por la ecuación (5.14), se obtiene una relación denominada ecuación de Stern-Volmer[2, 3]: Ff = 1 + KQ[Q] FfQ

(5.15)

en donde KQ es la razón de constantes de velocidad, y [Q] es la concentración del apagador. Como la intensidad de la emisión Pf es directamente proporcional al rendimiento cuántico, la relación (5.15), puede escribirse en función de términos experimentales (teniendo en cuenta las limitaciones introducidas en la deducción): Pf = 1 + KQ[Q] PfQ

(5.16)

Experimentalmente, se puede obtener el coeficiente KQ, denominado constante de Stern-Volmer. Una superficie metálica puede ser un apagador de fluorescencia muy eficiente y de máxima importancia para nuestra discusión. Esto es objeto de la sección siguiente. 5.4.

FLUORESCENCIA DE MOLÉCULAS LOCALIZADAS SOBRE SUPERFICIES METÁLICAS

Los metales son conocidos por apagar la radiación electromagnética de las moléculas emisoras colocados en su campo cercano, es decir, directamente en su su140

Ampli_plas_05.indd 140

02/07/14 13:46

Fluorescencia amplificada por superficie (FAS)

perficie. Este poder apagador es característico tanto de superficies metálicas macroscópicas como de nanoestructuras de metal. Por otra parte, se sabe que la luminiscencia y las señales de Raman se pueden amplificar con nanoestructuras metálicas. De esta competencia aparecerá la dependencia de la fluorescencia amplificada con la distancia molécula-metal[8, 9]. El problema a considerar es la transferencia de energía desde una molécula excitada a un metal reflector. En el tratamiento clásico, la molécula se reduce a un dipolo oscilante con amortiguamiento g, siendo este el inverso del tiempo de vida medio, con lo que: ⎛ e2 ⎞ μ

+ γ μ
+ ω 2 μ = ⎜ ⎟ E R ⎝ m⎠

(5.17)

donde w es la frecuencia angular del oscilador sin amortiguamiento, m es la masa efectiva y ER, es el campo eléctrico reflejado en la posición del dipolo. Existe una extensa literatura sobre el desarrollo de la teoría y su comparación con datos experimentales; aquí solo citaremos algunos trabajos y resúmenes en los que se pueden encontrar los detalles de los diferentes estudios realizados[8-10]. El tratamiento clásico, que incluye en su desarrollo los efectos del campo cercano, es el que mejor interpreta los datos experimentales, como la reducción de tiempo de vida medio de la molécula excitada. Chance et al.[9] abordan, con un resultado excelente, el problema especifico de la transferencia de energía. En este trabajo se demuestra que la transferencia de energía sin radiación, es el resultado del acoplamiento del campo cercano del dipolo oscilante con los plasmones de superficie de metal. Este canal de apagamiento sin radiación es función de la separación molécula-metal y juega un papel principal a distancias muy pequeñas (menores de cinco nanómetros). Hay que resaltar que originalmente esta transferencia de energía fue desarrollada para la transferencia de energía entre moléculas. Förster (1949), asumiendo una interacción dipolo-dipolo, desarrolla una ecuación para la dependencia del apagamiento de la fluorescencia en función de la concentración de moléculas aceptoras en solución. Para una discusión detallada de las ecuaciones de Förster, se recomienda ver la discusión de Leibowitz[11]. En general, la transferencia de energía de la excitación (sin radiación) es un proceso fundamental para el intercambio de la energía entre varios sistemas. En la mayoría de los casos, la transferencia de energía de la excitación contiene un acoplador dipolo-dipolo, o mecanismo de Förster como su componente más importante. Además, del efecto apagador de la fluorescencia, la transferencia de energía desde el estado excitado creado por la absorción de la radiación electromagnética o por una reacción química, puede transferirse formando otro estado excitado en otra molécula. De tal manera que, la energía transferida de la excitación puede actuar como la fuerza impulsora de la luminiscencia, de la transferencia de un electrón o de otras reacciones químicas. Resumiendo, tenemos entonces tres canales para el apagamiento de la fluorescencia: desactivación radiativa, desactivación interna sin radiación y transferencia 141

Ampli_plas_05.indd 141

02/07/14 13:46

Amplificación plasmónica de espectros Raman y de fluorescencia

de energía no-radiativa del tipo Förster. Daremos, a continuación, un par de ejemplos del apagamiento de la fluorescencia usando superficies metálicas. El primer ejemplo es el trabajo de Daffertshofer et al.[12], en el que se demuestra el apagamiento de la fluorescencia en películas delgadas de antraceno comparando sustratos dieléctricos (Si y KCl) y metálicos (Cu y Ag). La interpretación del apagamiento está basada en la teoría del campo cercano desarrollada por Chance, Prock y Silbey[10]. La molécula excitada se aproxima como un dipolo oscilante que interacciona con el metal. El apagamiento es inversamente proporcional a la distancia metal-molécula «d», variando de acuerdo con d−3, es decir, el apagamiento es muy fuerte en la superficie, pero decae rápidamente con la distancia. Los espectros electrónicos del antraceno son bien conocidos[13] y en la emisión se distinguen dos especies: monómeros y excímeros en soluciones concentradas o películas solidas. Este estudio experimental demuestra que las superficies metálicas tienen un efecto apagador mucho más eficiente que las superficies dieléctricas. El tiempo de vida medio disminuye y los resultados están de acuerdo con el modelo de interacción en el campo cercano de Chance, Prock y Silbey. Existen numerosos ejemplos de este efecto apagador de la fluorescencia de los metales y se usa, a menudo, como herramienta analítica para permitir ver espectros de Raman resonante que son tapados por la fluorescencia. En el segundo ejemplo, se ve el apagamiento inducido por nanoestructuras de plata. Los espectros de absorción y fluorescencia de un derivado del perileno (PTCD) en solución (figura 5.4) muestran que la absorción del monómero en soluciones  diluidas (10−6 Molar), presenta un espectro típico de los compuestos aromáticos[13], y una estructura vibracional con una separación aproximada de 1.400 números de onda.

Absorción Intensidad (u.a.)

10−5 M

CH2 O HC C O

300

Fluorescencia 10−11 M

C O CH CH2 O

400

500 600 Longitud de onda/nm

700

800

Figura 5.4. Espectros de absorción y fluorescencia de una molécula con estructura aromática, PTCD, en disolución.

142

Ampli_plas_05.indd 142

02/07/14 13:46

Fluorescencia amplificada por superficie (FAS)

Intensidad (u.a.)

La imagen especular del espectro de absorción se observa muy bien en el espectro de fluorescencia, aunque este espectro corresponde a una concentración de 10−11 M. A concentraciones altas o en películas finas del compuesto se observa también la emisión de excímero como se ve en la figura 5.5 donde aparecen los espectros de emisión de películas de Langmuir-Blodgett (LB) fabricadas sobre vidrio, excitados con una línea láser de 514,5 nm[14].

Excímero Monómero Monocapa de LB sobre vidrio

550

600

650 700 750 Longitud de onda/nm

800

Figura 5.5. Espectros de fluorescencia del PTCD en disolución diluida (monómero) y de una monocapa monomolecular de Langmuir-Blodgett sobre vidrio (monómero + excímero).

El espectro identificado como monómero corresponde a una monocapa de LB en que las moléculas de PTCD están diluidas en una matriz de ácido graso. A concentraciones mayores de PTCD en la matriz se observa una mezcla de la emisión del monómero y del excímero. Es importante destacar que el espectro Raman resonante (que debería verse al excitar con la línea de 514,5 nm) está oculto debido a la intensidad con que se observa la fluorescencia. Cuando esta misma película de LB se fabrica sobre islotes de plata evaporados, se observa que la fluorescencia se apaga y es posible ver entonces el espectro Raman resonante, como se muestra en la figura 5.6 junto con una imagen de microscopia de fuerza atómica de los islotes de plata recubiertos con una monocapa de LB en donde la matriz es el acido graso (ácido araquídico) que contiene las moléculas de PTCD. El espectro de Raman excitado con la línea de láser a 514,5 nm es, en realidad, el espectro de Raman resonante amplificado por el plasmón radiativo de la nanoestructura de plata. En el apartado siguiente veremos que a una cierta distancia metal-molécula la amplificación plasmónica de la fluorescencia supera el apagamiento.

143

Ampli_plas_05.indd 143

02/07/14 13:46

Intensidad

Amplificación plasmónica de espectros Raman y de fluorescencia

1000

2000 3000 4000 Número de ondas (cm−1)

Figura 5.6. Espectro Raman resonante amplificado por islotes de plata, que se muestran en la imagen de fuerza atómica.

5.5.

FLUORESCENCIA AMPLIFICADA POR PLASMONES LOCALIZADOS EN NANOPARTÍCULAS METÁLICAS

La fluorescencia, la absorción y el Raman resonante (RRS), pueden ocurrir cuando una molécula se irradia con una radiación electromagnética en resonancia con cualquiera de sus transiciones electrónicas. Todos estos procesos se pueden amplificar cuando la molécula está cerca o en la superficie de las nanopartículas (o agregados de nanopartículas) de metal, las cuales pueden sostener PLS (véase capítulo 1)[15]. La amplificación plasmónica de la fluorescencia o del Raman se obtiene a través del mismo mecanismo y está directamente relacionada con la amplificación de campo local en las nanoestructuras que sostienen las resonancias plasmónicas localizadas (LSPR), siendo esta última la responsable de los procesos espectroscópicos que nos interesan aquí, como SERS, SERRS, SHINERS[16], SEF[17], MEF[18] o SHINEF[19]. La amplificación del Raman (SERS, SERRS y SHINERS) ya fue discutida en los capítulos anteriores, ahora es necesario aclarar la terminología que se encuentra en la literatura para el fenómeno de la amplificación de la fluorescencia. Después del descubrimiento del SERS nace la idea de que la amplificación plasmónica puede darse para todas las señales ópticas, lineales y no-lineales. El modelo matemático para el fenómeno físico de la amplificación de la fluorescencia aparece ya en 1981[17], y siguiendo la nomenclatura del SERS se le llamó SEF (surface-enhanced fluorescence-fluorescencia amplificada por superficie o FAS). Este término se sigue usando hoy en día[20], sin embargo, en 2002, Geddes y Lakowitz[18] introducen un segundo nombre para el mismo fenómeno físico, metal-enhanced fluorescence, MEF (amplificación de la fluorescencia por metales). Este nombre es 144

Ampli_plas_05.indd 144

02/07/14 13:46

Fluorescencia amplificada por superficie (FAS)

menos preciso que el de SEF, ya que los metales tienen la característica de apagar la fluorescencia. Actualmente hay un consenso en el origen plasmónico de la amplificación y el nombre más adecuado es «amplificación plasmónica de la fluorescencia (plasmon-enhanced fluorescence o PEF) y esta nomenclatura se esta usando con mayor frequencia[21]. Finalmente, existe una nueva técnica en la que se usan nanoestructuras recubiertas con una capa nanométrica de SiO2, se evita, así, el apagamiento cerca de la superficie y se usa el campo cercano amplificado que se extiende mucho más alla de los primeros 5 nm. Estas nanopartículas encapsuladas en una concha de SiO2 (SHIN – shell isolated nanopartícles) fueron introducidas por el grupo de Tian[16] para ser usadas en SERS, dando origen al acrónimo SHINERS. Guerrero y Aroca[19] extendieron el uso de las SHIN para amplificar la fluorescencia dándoles el nombre de SHINEF. La fluorescencia, o emisión de luz medida en el campo lejano ha sido particularmente útil en aplicaciones biológicas debido a su extraordinaria sensibilidad y flexibilidad. La investigación en este campo es, actualmente, muy activa y existe una gran demanda de fluoroforos más brillantes y ópticamente más estables, que tengan, además, la toxicidad reducida al mínimo. La fluorescencia amplificada por plasmones radiativos de estos fluoróforos, abre nuevas estrategias utilizando nanoestructuras metálicas en la escala nanómetrica. Aunque hay plasmones de superficie en muchas interfaces metálicas, aquí nos concentramos en los plasmones localizados radiativos que se observan en cualquier nanoestructura de metal en un ambiente dieléctrico (capítulo 1). Las resonancias plasmónicas dependen de la geometría, tamaño y del material que se use (comúnmente oro y plata). La amplificación en el campo cercano de las nanoestructuras de metal, tales como nanohuecos, nanopartículas de diferentes geometrías, y los ordenamientos o agregación de estos, son el foco principal de la investigación para nuevos sistemas de detección usando la amplificación de la emisión. Esta investigación va de la mano de nuevos avances en síntesis química y nanofabricación usando métodos físicos (véase capítulo 4). Discutiremos a continuación resonancias plasmónicas localizadas, destacando varias aplicaciones en la espectroscopía. Existen, además, otras técnicas basadas en los plasmones de superficies no-radiativos (véase, por ejemplo, Hoppener y Novotny[21]) Es necesario definir las características del fenómeno físico y su relación con el modelo plasmónico de la amplificación: 1. La amplificación es función de la distancia metal-molécula, y se debe a una competencia entre el apagamiento debido a la transferencia de energía (Förster) de la molécula al metal en el campo cercano del metal, y la amplificación gracias al scattering del plasmón[22, 23]. Está demostrado experimental y teóricamente que la amplificación observada y medida en el campo lejano es fuertemente dependiente de la distancia, y hay, para cada caso, una separación óptima molécula-nanopartícula para la cual la amplificación de la fluorescencia alcanza un máximo. De forma que la separación molécula-nanopartícula tiene que ser controlada con exactitud nanome145

Ampli_plas_05.indd 145

02/07/14 13:46

Amplificación plasmónica de espectros Raman y de fluorescencia

2.

3.

4.

5.

trica, lo que en la práctica se consigue usando espaciadores moleculares tales como las películas de Langmuir-Blodgett, polímeros o una cápsula de SiO2. En nanopartículas metálicas pequeñas la absorción domina sobre scattering, mientras que para nanopartículas de mayor tamaño ocurre lo contrario. Esto lleva a buscar tamaños de máxima eficacia, de acuerdo con la teoría que dice que el tamaño debe ser mucho menor que la longitud de onda de excitación[24]. De acuerdo con el modelo plasmónico, el factor de amplificación, E, debe ser proporcional al cuadrado de la razón del campo local amplificado y el 2 Eloc [15] 2 . campo incidente: E = E0 Experimentalmente se comprueba que las nanopartículas metálicas, además de amplificar, pueden modificar dramáticamente la emisión espontánea de moléculas y de materiales fluorescentes próximos. Esto se debe a que la re-emisión por la nanoestructura (scattering elástico) sigue la resonancia del plasmón que se corresponde con la frecuencia de emisión de la molécula. Es decir, para hacer más eficaz la amplificación hay que sintonizar la emisión molecular con el plasmón localizado en la nanoestructura[25]. Finalmente, está la modificación de la propiedades moleculares (ecuaciones 5.12 y 5.13) rendimiento cuántico Ff y tiempo de la vida media t del estado excitado. El origen de estas dos observables está en el decaimiento espontáneo de un emisor en el estado excitado a través de un canal radiativo y canales no-radiativos. La superficie metálica no solo puede afectar a los procesos radiativos y no-radiativos, sino que puede, además, tener también un impacto en la fotoestabilidad de los emisores quánticos y reducir así, la emisión. Por otra parte, el tiempo de la vida media, del estado excitado se reduce y los procesos químicos que implican al estado excitado también se reducen. Weitz et al. (1982)[26], presentan los resultados del primer estudio sobre los cambios en la vida media de la fluorescencia de moléculas en la superficies de nanoislotes de plata. Observan una disminución del tiempo de vida medio, sin que el apagamiento sea tan efectivo como el que se observa en superficies metálicas planas. El mismo mecanismo propuesto para el SERS es usado para explicar las observaciones experimentales. Veinte años después, las frecuencias radiativas y no-radiativas del decaimiento de un fluoróforo químicamente unido a nanopartículas de oro, con diferente tamaño, se investigan experimentalmente usando métodos con resolución temporal de la fluorescencia[27]. La fluorescencia se apaga incluso con las nanopartículas más pequeñas de 1 nm de radio. El apagamiento es causado no solo por el creciente decaimiento no-radiativo, sino que, igualmente importante, por una disminución drástica del radiativo. Los resultados experimentales están de acuerdo con los teóricos derivados del modelo de Gersten-Nitzan[17]. Por último, para co-

146

Ampli_plas_05.indd 146

02/07/14 13:46

Fluorescencia amplificada por superficie (FAS)

lorantes con un rendimiento cuántico cercano a la unidad, la amplificación de Ff seria mínima; pero podría ser considerable para moléculas con bajo rendimiento cuántico. Como ilustraremos con ejemplos prácticos, se observa amplificación de la fluorescencia en ambos casos con factores de aumento que parecen ser independientes del valor de Ff . 5.6.

FACTOR DE AMPLIFICACIÓN Y SU DEPENDENCIA CON LA SEPARACIÓN METAL-MOLÉCULA

El modelo de Gersten y Nitzan (1981) es específico para el problema de una molécula adsorbida, o cerca de un esferoide (o esfera) nanométrico y enfocado en la propiedades espectroscopicas de los tiempo de vida media radiativos y no-radiativos y el rendimiento cuántico de la fluorescencia[17]. Se demuestra que es el campo electromagnético local modificado (amplificado) el que determina la amplificación, o lo que hoy llamamos amplificación plasmónica de la fluorescencia (Moskovits 1985)[15]. Para el Caso de la esfera de radio a y un dipolo (molécula) a una distancia R del centro de la esfera, el campo local puede aproximarse por (Gersten y Nitzan): Eloc

3 ⎡ ε (w0 ) + 1 ⎛ a ⎞ ⎤ = ⎢1 + 2 ⎜ ⎟ ⎥ Einc ε (w0 ) + 2 ⎝ R ⎠ ⎦ ⎣

(5.18)

donde w0 es la frecuencia angular incidente y se puede reconocer el factor de ame(w) − em , que se vio en el capítulo de SERS. El momento dipolar plificación g = e(w) + 2em total del sistema está dado por: ⎡ ε (w f ) + 1 ⎛ a ⎞ 3 ⎤ μtot = ⎢1 + 2 ⎜ ⎟ ⎥μ ε (w f ) + 2 ⎝ R ⎠ ⎦ ⎣

(5.19)

siendo wf es la frecuencia angular de emisión. La emisión del sistema es entonces proporcional a | mtot|2, y por tanto, la amplificación está determinada por el cuadrado del campo local. De ahí que el factor de amplificación este definido como: 2 Eloc 2 E = . Esto contrasta con el factor de amplificación en Raman, que aproxi4 Einc E 4 madamente es: E = loc . Además, en Raman el factor de amplificación es máxiEinc mo en la superficie de la nanoestructura (d  =  0), en cambio en la fluorescencia amplificada el máximo de amplificación se observa a una distancia d ≠ 0 entre la molécula y el metal. Estas relaciones han sido derivadas teóricamente en muchas publicaciones [ver, por ejemplo, Moskovits[15], Le Ru et al.[28]]. Recientemente, hemos demostrado experimentalmente que estos factores de amplificación son 147

Ampli_plas_05.indd 147

02/07/14 13:46

Amplificación plasmónica de espectros Raman y de fluorescencia

observables usando la amplificación promedio de la fluorescencia y el Raman provenientes de la misma molécula[29]. Esto se puede ver en la figura 5.7. Para facilitar la discusión vamos a mantener los acrónimos SHINERS y SHINEF para el SERS y la fluorescencia amplificada por SHINs respectivamente. SHINs son las partículas de metal encapsuladas en una concha de SiO2, dibujada en la figura 5.7 con una molécula adsorbida. Hay que hacer notar que el recubrimiento de las partículas de plata, de acuerdo con las medidas de transmisión electrónica es alrededor de 6 nm. Esto permite observar Raman y fluorescencia amplificada por el plasmón de SHINs de plata, cuya cola se extiende cubriendo esta región espectral. La molécula elegida para la demostración fue la molécula de cristal violeta, la en que solución acuosa, tiene un pico máximo de la absorbencia a 590 nanómetros y un pico de la fluorescencia (imagen especular) a 644 nanómetros. El procedimiento experimental fue el mismo para todas las medidas de SHINERS / SHINEF en la solución: primero se mide un volumen de la solución del cristal violeta (referencia), y después se agregan alícuotas de la solución que contiene los SHINs de plata. Una medida típica se incluye en la figura 5.7. Gracias al bajo rendimiento cuántico de CV es posible observar el espectro de Raman amplificado junto con la fluorescencia cuando la línea del láser es de 514,5 nm. Es decir, se aprovecha una ventana espectral para observar el Raman normal (de la solución de cristal violeta) y el amplificado (SHINERS), simultáneamente se registra la fluorescencia normal y la amplificada (SHINEF) como se ve en la figura 5.7. Esta medidas permiten evaluar directamente los factores de amplificación (FA) dados en la figura: FA para SHINERS  =  237 y FA para SHINEF =  15. Podemos calcular directamente la amplificación del campo local para SHINERS (|3,92|4 = 236) y SHINEF (|3,92|2 = 15,3). 120.000 100.000 Eloc Cuantas/s

80.000

E0

Eloc = 3,9

60.000 SHINERS

E0

= 3,9

FA = 237 SHINEF FA = 15

40.000 20.000 100 nm 0 550

600

650

700

750

800

Longitud de onda/nm

Figura 5.7. Amplificación plasmónica de Raman resonante y de la fluorescencia en una solución de cristal violeta.

148

Ampli_plas_05.indd 148

02/07/14 13:46

Fluorescencia amplificada por superficie (FAS)

Hay que hacer notar que las medidas son en solución y corresponden a valores promedio de amplificación[30]. Esta medidas evitan el caso de los puntos calientes[31] que crean FA muy altos y localizados en el espacio que corresponden a campos locales de amplificación extraordinaria. Sin embargo, si tuviésemos puntos calientes controlables, la relación de amplificación experimental seria la misma que en los promedios. El uso de los SHINs tiene ventajas tanto para el SHINERS[16] como para el SHINEF[19]. La principal es evitar las reacciones fotoquímicas de moléculas adsorbidas directamente en el metal y observar así espectros muy similares a los de la molécula no adsorbida. La encapsulación de las nanopartículas de oro o plata permite desarrollar técnicas analíticas basadas en la portabilidad de las SHINs y en la fabricación de SHINs con un plasmón radiativo en la región espectral del fluoróforo a detectar. La fluorescencia amplificada es delicada función de la separación metal-molécula. Experimentalmente, los estudios se han hecho con espaciadores orgánicos o inorgánicos, o recientemente con nanopartículas encapsuladas (SHINs). Elegiremos trabajos representativos para ilustrar las características de la amplificación como función de la separación metal-molécula. En la figura 5.8a, se reproducen los resultados de Wokaun et al.[22] para el colorante fuxina básica adsorbido sobre islotes de plata recubiertos con una capa variable de SiOx con distancias d entre 0 y 10 nm. Cuando se aumenta el espaciador a partir de d = 0, la fluorescencia se amplifica hasta alcanzar un máximo que corresponde a un factor de amplificación de 200.

200

H2N

NH2

+ C

Yapp

1

CH3 100

Función de la distancia

b)

4 nm

Factor distancia

a)

NH2

(b) (a) 100

(b) d 100

Eo

6

3 gem

goem 2

60 20

d en nm

1

0 0 20 40 60 80 100

Función de la distancia

0,6

4

80

a+d

1 d3

c)

Au k

0,2

6

a

0,4

2 4 6 8 10 12 14 16 18 20

5

z

0,6

200

Factor distancia

d)

dSIO (Å)

0,8

0,5 0,4 0,3

a

6

a+d

−

1 d

3

0,2 0,1 0 2 4 6 8 10 12 14 161820

d en nm

z (nm)

Figura 5.8. Fluorescencia intensificada en función de la distancia metal-molécula.

149

Ampli_plas_05.indd 149

02/07/14 13:46

Amplificación plasmónica de espectros Raman y de fluorescencia

El espesor del espaciador se estima en 2,5 nm, y si a esto se agrega una capa de oxido de plata de 1,5 nm la distancia optima metal-molécula seria de 4 nm. Los islotes de plata son pequeños entre 20 y 30 nm, lo que esta de acuerdo con requiere espaciamientos alrededor de los 5 nm para maximizar la amplificación[24]. Los cálculos teóricos en la figura 5.8d que se muestran en línea sólida corresponden a esferoides. Sin embargo, para ilustrar los efectos se puede usar el caso simple de una esfera en que el apagamiento es proporcional a d−3, en cambio el cuadrado del cama 6 po local decae de acuerdo con (a-radio de la esfera). Esta dos funciones se a+d pueden ver en la figura 5.8b, en que con toda claridad se ve que el campo local a 6 1 prevalece después de una cierta distancia mínima. La diferencia − 3 , se a+d d puede ver en la figura 5.8c, que esta cualitativamente de acuerdo con los resultados experimentales de la amplificación promedio de la fluorescencia, o en nanopartículas aisladas. Especial cuidado requeriría el análisis de datos obtenidos en «puntos calientes[32]», en los cuales la amplificación plasmónica es mucho mayor que la de los promedios. Este punto ha sido recientemente discutido en la literatura y lo veremos más adelante. El siguiente ejemplo esta basado en el trabajo del grupo de Novotny, en un estudio experimental y teórico de la amplificación de la fluorescencia de una molécula aislada en función de su distancia a una nanopartículas de oro. Se confirma que la amplificación del campo local conduce a una amplificación creciente de la excitación mientras que la transferencia de energía no-radiativa a la partícula conduce a un apagamiento o disminución de la emisión quántica. Variando la distancia entre la molécula y la partícula proveen la primera medida experimental que demuestra la transición continua desde el apagamiento de la fluorescencia hasta la amplificación de la fluorescencia. El resultado de los correspondientes cálculos teóricos se pueden ver en la figura 5.8d para nanopartículas de oro de diferente tamaño excitadas con una onda plana a 650 nm. El cálculo usa el método de múltiples multipolos (MMP) y como se puede ver en la figura 5.8d confirma que, para las distancias cortas, la disminución de la producción de fotones es mayor que la correspondiente amplificación, de tal modo que se apaga la fluorescencia de la molécula. En este trabajo la amplificación medida de la fluorescencia alcanza un máximo  a una distancia de d  =  5 nm. Para distancias más cortas la fluorescencia se apaga. Existe una gran cantidad de estudios en donde la función dependencia con la distancia metal-molécula se ha confirmado y demostrado para una variedad de espaciadores[33-38]. Se puede decir, resumiendo, que existe una distancia metal-molécula óptima que depende del metal, de la nanopartícula, de su tamaño y forma, y también de la naturaleza del espaciador. Antes de terminar con un ejemplo detallado de fluorescencia amplificada, discutiremos brevemente el problema de los puntos caliente y su efecto en la amplificación, además de comentar sobre el efecto que podría tener el rendimiento cuántico sobre la amplificación. 150

Ampli_plas_05.indd 150

02/07/14 13:46

Fluorescencia amplificada por superficie (FAS)

5.7.

PUNTOS CALIENTES (HOT SPOTS), BAJA Y ALTA EFICIENCIA CUÁNTICA

En nanoestructuras organizadas, en agregados de nanopartículas, como los que aparecen en coloides de plata y oro, en películas nanoestructuradas de plata y oro y en otras nanoestructuras con intersticios espaciales nanométricos, se producen distribuciones del campo eléctrico local correspondientes a diferentes modos normales (valores propios), creando una superficie no homogénea. En tal superficie, hay puntos calientes (hot spots) asociados a áreas de campos locales altos, y zonas frías, en donde los campos locales son más pequeños. Hay que tener en cuenta aquí que las localizaciones espaciales de los modos de los hot spots son muy sensibles a la frecuencia y a la polarización del campo incidente. Esta distribución del campo se ha estudiado para diferentes estructuras[39, 40] y los resultados indican que la localización de los puntos calientes es función de la frequencia de excitacion[41, 42]. En teoría, en una película de metal nanométrica, en áreas de las zonas calientes, la intensidad del campo local puede exceder a la de campo incidente en tres órdenes de la magnitud aproximadamente[40]. Teóricamente, entonces, en la superficie de un hot spot, la amplificación de la fluorescencia podría llegar a un máximo de |E |2:106, mientras que el Raman podría llegar a una amplificación de |E |4:1012. Como la fluorescencia amplificada siempre se mide a una cierta distancia de la superficie metálica, la magnitud de la amplificación que se mide es bastante menor y normalmente el factor de amplificación medido suele estar entre 2 y 100. Kall, et al.[43] presentan una discusión dedicada a los factores de amplificación de fluorescencia y Raman, y en su artículo muestran varios tipos de cálculos con valores de amplificación de campo local de hasta 103. Sin embargo, la magnitud del factor de amplificación del campo local en un punto dado del espacio depende de la configuración geométrica particular, de la frecuencia de iluminación, de la composición, del tamaño, de la forma y del tipo de nanoestrucutra que presente el metal, y los valores máximos podrían darse solo bajo circunstancias especiales. Recientemente, se han hecho esfuerzos por crear superficies amplificadoras con una densidad creciente de hot spots, de forma que se alcanzasen amplificaciones cercanas a los valores teóricos. Zhang[32] et al., presentan un valor máximo para el factor de amplificación de un colorante de 2.970. Sin embargo, dejan claro que sin un espaciador, la intensidad de la fluorescencia es 12 veces más pequeña que la de referencia. Cuando el grueso del espaciador aumenta más allá del valor óptimo, la fluorescencia disminuye. Esto confirma el efecto de la amplificación del campo eléctrico local y que cae rápidamente al alejarse de la superficie. Usando nanoestructuras de oro y moléculas de colorante en una matriz de metacrilato metílico el grupo de Moerner[44] obtiene valores para el factor de amplificación de la fluorescencia de 1.340, atribuyéndolo a los hot spots presentes en las estructuras. El colorante es de bajo rendimiento cuántico y existe un solapamiento de sus espectros de absorción y de emisión con la resonancia medida del plasmón. 151

Ampli_plas_05.indd 151

02/07/14 13:46

Amplificación plasmónica de espectros Raman y de fluorescencia

El grupo de Lagugné-Labarthet[45] hace un estudio, usando la técnica de litografía de nanoesferas (NSL) (figura 5.9a)), de una serie de superficies con nanoestructuras de oro. Estas se fabricaron de forma que se pudiese detectar la posición y la densidad de los hot spots usando la amplificación de la fluorescencia, el resultado se puede ver en la figura 5.9b). El metal esta protegido con una capa ultrafina de SiO2 (entre 5 y 25 nm), el experimento sobre las nanoestructuras del oro se lleva a cabo usando microscopía confocal de la fluorescencia. La fluorescencia origina un mapa de hot spots confinados y homogéneamente distribuidos. La fluorescencia a tiene un factor de amplificación ∼100. a)

b)

500 nm

Figura 5.9. Nanoestructura de oro litográfico e imagen de la fluorescencia intensificada. Figura tomada de la referencia [45].

La distribución de la intensidad del campo local en superficies amplificadoras nanoestructuradas es siempre centro de atención y discusión lo que lleva a cálculos de la distribución de factores de amplificación tanto en Raman[46] como en fluorescencia. La distribución en la superficie permite la proyección de imagenes en dos dimensiones de la amplificación de la fluorescencia en hot spots, que en el caso de nanoestructuras de plata se ha usado para determinar la dimensión de los mismos[31]. Usando la molécula de Chromeo 546, que tiene un rendimiento cuántico de ∼0,37, se obtiene un factor de amplificación de la fluorescencia de 136. Lo más importante es que se usa esta amplificación para determinar las dimensiones espaciales de los hot spots que se estima en 15 nm con una exactitud de 1,2 nm[31]. Esto indica que los hot spots son más pequeños que las nanopartículas que los forman (entre 20 y 100 nm). Con esta perspectiva, y dadas las limitaciones de las imágenes en el campo lejano, estas técnicas permiten obtener lo que se denominan imágenes de ultra-alta resolución descrita en trabajos recientes[47]. Willets et al.[47] presentan una comparación entre los resultados de ultra-alta resolución en SERRS y unos estudios en los que aplican la proyección de imagen de la amplificación de la fluorescencia. En ambos casos se demuestra una fuerte correlación entre la intensidad de la emisión y la posición, permitiendo que la amplificación del campo local en los hot spots pueda ser aprovechada para aumentar la resolución hasta ∼5 nm. Finalmente, está el problema del efecto del rendimiento cuántico de la molécula en la amplificación de la fluorescencia. Se sigue usando la suposición de que 152

Ampli_plas_05.indd 152

02/07/14 13:46

Fluorescencia amplificada por superficie (FAS)

la amplificación es mayor para las moléculas de bajo rendimiento cuántico[44]. Sin embargo, se observan amplificaciones similares para moléculas con rendimientos cuánticos muy diferentes. En particular, en nuestros grupos hemos trabajado con moléculas de alto rendimiento cuántico, cercano a la unidad, como la octadecil rodamina B (R18). Gracias al control de la organización molecular que se obtiene con las películas de Langmuir-Blodgett, LB, podemos evaluar el factor de amplificación promedio cuando se espolvorea la película LB con nanopartículas de plata u oro encapsuladas en SiO2. Como se puede ver en la figura 5.10 en ambos casos se observa la fluorescencia amplificada y en el caso de nanopartículas de plata el factor de amplificación es tan alto como el obtenido para moléculas de bajo rendimiento cuántico. 30 000

SHINEF en Ag

SHINEF en Au OH3

25 000

25 000

N

FA = 94

20 000 Cuentas/s

30 000

20 000

H3C O

OH3

N+

O–

OH3 C18H37

15 000

15 000

10 000 10 000 5000

5000

R18:AA LB

0

Referencia R18:AA 1:10 LB

0 550 600 650 700 750 800 850 l/nm

550 600 650 700 750 800 Nanómetros

Figura 5.10. Fluorescencia intensificada del colorante R18 con nanopartículas de plata de oro encapsuladas en SiO2.

En resumen, los nanopartículas metálicas pueden alterar la emisión fluorescente de moléculas próximas a su superficie de acuerdo con la amplificación de la intensidad del campo incidente. El campo local amplificado puede modificar las propiedades radiativas y no-radiativas de la molécula. Lo más importante para la observación en el campo lejano es el acoplamiento dipolar de la emisión de la fluorescencia con el scattering de la nanoestructura. Todos estos procesos se pueden controlar a través del control de la separación entre la nanopartícula y la molécula, el tamaño de la nanopartícula, y la geometría. El material, el tamaño y la forma de la nanoestructura determinan las características de los plasmones superficiales localizados necesarios para la amplificación. Por otra parte, la fluorescencia de una molécula fija por adsorción directamente sobre la superficie de un nanopartícula metálica se apaga fuertemente. 153

Ampli_plas_05.indd 153

02/07/14 13:46

Amplificación plasmónica de espectros Raman y de fluorescencia

5.8.

EJEMPLO EXPERIMENTAL: FLUORESCENCIA DE LA EMODINA AMPLIFICADA POR PLASMONES LOCALIZADOS EN NANOPARTÍCULAS DE PLATA

La emodina es la molécula 6-metil-1,3,8-trihidroxiantraquinona, un sólido anaranjado que se encuentra en algunas plantas como el ruibarbo. En la actualidad presenta un gran interés por sus propiedades anticancerígenas[48, 49]. Se une a las proteínas plasmáticas formando un complejo de gran utilidad para el transporte y la liberación de la molécula[50]. Su peso molecular es de 270,24 g/mol y su punto de fusión de 255 °C. O

H

O

8

H3C

H

O

O 1

H

O

H

8

–

O

O 1

7

2

7

2

7

6

3

6

3

6

5

4

OH

H3C

5

4

O

O

8

O−

H3C

H 1 2 3

5

4

O−

O

O

Figura 5.11. Estructura y equilibrio ácido-base de la emodina.

La emodina es poco soluble en agua, pero muy soluble en compuestos orgánicos como el DMSO o el metanol. Presenta un equilibrio ácido-base, con pK1 = 7,5 y pK2 = 10,5, como aparece en la figura 5.11. Las diferentes especies tienen diferente espectro de absorción (véase figura 5.12) y el monómero presenta fluorescencia que desaparece al formarse los agregados. 1,00 pH = 12 pH = 9 pH = 3

Absorbancia (u.a.)

0,75

0,50

0,25

0,00 400

450

500

550

600

650

pH

Figura 5.12. Espectro de absorción de la emodina a diferentes pHs.

154

Ampli_plas_05.indd 154

02/07/14 13:46

Fluorescencia amplificada por superficie (FAS)

5.8.1. Espectros de emisión de fluorescencia de la emodina en disolución acuosa Los espectros de emisión de fluorescencia de la emodina, tanto en agua como en coloide, que se presentan en este capítulo se han realizado con la línea láser de Ar+ de 514,5 nm[52], las correspondientes a disoluciones acuosas a diferentes pH’s se muestran en la figura 5.13. En condiciones básicas aparece una banda a 732 nm que puede ser atribuida a la forma iónica de la molécula; la carga negativa impide la formación de agregados y la emodina se encuentra mayoritariamente como monómero. Cuando el pH disminuye por debajo de 6,5 desaparece la banda del monómero debido a la formación de agregados no fluorescentes.

20.000

a)

b)

Irel

15.000

c)

10.000 d) 500 e) f) 0 500

600

700

800

900

1.000

wavelength (nm)

Figura 5.13. Espectro de emisión de fluorescencia de la emodina en disolución acuosa a  diferentes pH’s. a) pH = 10,1; b) pH = 9,7; c) pH = 9,1; d) pH = 8,3; e) pH = 6,3; f ) pH = 6,1. lexc = 514,5 nm. Figura tomada de la referencia [51].

5.8.2. Espectros de emisión de fluorescencia de la emodina en coloide de plata Si se realizan los espectros en coloide de plata (figura 5.14), ya sea coloide de hidroxilamina (reducción de la plata con clorohidrato de hidroxilamina) o coloide de citrato (reducción de la plata con citrato sódico) el comportamiento es diferente según las condiciones sean básicas o ácidas. En condiciones básicas, pH = 10, aparecen las bandas Raman amplificadas, pero la fluorescencia es más baja que en disolución acuosa. Las moléculas de emodina adsorbidas en la superficie metálica 155

Ampli_plas_05.indd 155

02/07/14 13:46

Amplificación plasmónica de espectros Raman y de fluorescencia

dan lugar al espectro SERS y presentan un apagamientode la fluorescencia debido al metal cercano. Las moléculas de emodina que no están adsorbidas en la superficie nanoestructurada, al no formar agregados, se encuentran en disolución, lejos de la interfase metal-dieléctrico y no se observa efecto SEF. SEF

No-SEF

H2O

20 000

pH = 10

40 000 SERS

SERS 30 000

10 000 5000 0 500

Coloide de citrato

Coloide de hidroxilamina Irel

Irel

15 000

Coloide de hidroxilamina pH = 6

10 000

Coloide de citrato

600 700 800 900 Longitud de onda (nm)

20 000

H2O 1000

0 500

600 700 800 900 Longitud de onda (nm)

1000

Figura 5.14. Espectro de emisión de fluorescencia de la emodina en disolución acuosa y en coloide metálico, coloide de hidroxilamina (reducción de la plata con cloruro de hidroxilamina) y coloide de citrato (reducción de la plata con citrato sódico). lexc = 514,5 nm. Figura tomada de la referencia [51].

Al estudiar el sistema en medio débilmente ácido, pH = 6, se observa una disminución de la intensidad de la fluorescencia en disolución acuosa debido a la formación de agregados. En coloide de plata, la presencia de nanopartículas produce una amplificación de la señal de fluorescencia y el efecto SEF es visible. Esto se puede explicar teniendo en cuenta que, a pH neutro o ácido las moléculas de emodina adsorbidas en la superficie metálica no constituyen una única capa, sino que forman un apilamiento de unas sobre otras debido a la formación de agregados. Unas moléculas de emodina hacen de espaciadores a otras permitiendo que se coloquen a una distancia óptima tal que el apagamiento debido al metal sea menor que la amplificación debida al plasmón localizado. De esta forma, la primera capa de moléculas adsorbida sobre la superficie de la nanopartículas metálicas da lugar a SERS mientras que las moléculas de capas situadas a mayor distancia, dan lugar a SEF. El factor de amplificación conseguido es de 10 en caso de coloide de hidroxilamina y de 8 en el caso de coloide de citrato. En este caso ha sido posible conseguir SEF sin añadir al sistema nuevas moléculas que hagan de espaciador. La situación sería aplicable a muchos otros casos de moléculas cuyos agregados tengan poca fluorescencia, que podría ser amplificada gracias a la presencia en la disolución de nanopartículas metálicas.

156

Ampli_plas_05.indd 156

02/07/14 13:46

Fluorescencia amplificada por superficie (FAS)

5.8.3. Espectros de emisión de la emodina adsorbida en la superficie de nanopartículas de plata e inmovilizado en los poros de una lámina de silicio poroso El silicio poroso (PSi) es un material mesoporoso, que es biodegradable y puede usarse en sistemas de liberación controlada de medicamentos[52, 53]. Presenta una banda de emisión de fluorescencia a 750 nm[54]. La inmovilización de la emodina en los canales del PSi solo es posible si se funcionaliza la superficie de los mismos, sin embargo, si las moléculas del anticancerígeno se adsorben sobre la superficie de nanoestructuras de plata, la funcionalización de los canales de PSi no es necesaria y el fármaco podría transportarse y liberarse en el sitio de acción en micropartículas de este material. El uso de nanopartículas metálicas presentaría dos ventajas principales. La primera deriva del hecho de que no sería necesario funcionalizar las paredes de los poros del PSi. La segunda es la amplificación de la señal de fluorescencia del antitumoral por efecto del plasmón superficial localizado[55]. 20.000 emodina en coloide de plata

Irel

15.000

10.000

5.000

emodina 0 600

700

800

900

Longitud de onda (nm)

Figura 5.15. Espectro de emisión de fluorescencia de: a) emodina y b) emodina adsorbida en la superficie de nanopartículas de plata, inmovilizada en silicio poroso.

El espectro de fluorescencia de la emodina, sola o adsorbida en nanopartículas metálicas, inmovilizada en los canales de PSi, puede verse en la figura 5.15. En ausencia de plata, la señal es poco intensa. Esto indica que solo unas pocas moléculas del fármaco se han pegado al PSi. Sin embargo, si se utiliza coloide de plata 157

Ampli_plas_05.indd 157

02/07/14 13:46

Amplificación plasmónica de espectros Raman y de fluorescencia

con emodina adsorbida para cargar los canales de PSi, el espectro obtenido presenta gran intensidad. Aparece efecto SEF con un factor de amplificación de 18, que en ciertas condiciones puede llegar a 24. Las nanopartículas de plata y los espectros SEF obtenidos presentan ventajas que podrían utilizarse en el diseño de nuevos sistemas de liberación controlada de medicamentos. REFERENCIAS [1] Acuña, A. U. y Amat-Guerri, F. «Early history of solution fluorescence: the lignum nephriticum of Nicolas Monardes». En M. N. Berberan-Santos (ed.), Springer Series on Fluorescence, Vol. 4, Spinger-Verlag Berlin Heidelberg, 2008, pp. 3-20. [2] Lakowicz, J. R. Principles of Fluorescence Spectroscopy, Springer, Singapore, 2006. [3] Schulman, S. G. Fluorescence and phosphorescence spectroscopy: physicochemical principles and practice, Pergamon Press, Oxford, 1977. [4] Noomnarm, U. y Clegg, R. M. «Fluorescence lifetimes: fundamentals and interpretations». Photosynth Res. 101 (2009), pp. 181-194. [5] Penzkofer, A. «Photoluminescence behavior of riboflavin and lumiflavin in liquid solutions and solid films». Chemical Physics. 400 (2012), pp. 142-153. [6] Jain, C., Morajkar, P., Schoemaecker, C., Viskolcz, B. y Fittschen, C. «Measurement of Absolute Absorption Cross Sections for Nitrous Acid (HONO) in the Near-Infrared Region by the Continuous Wave Cavity Ring-Down Spectroscopy (cw-CRDS) Technique Coupled to Laser Photolysis». Journal of Physical Chemistry A. 115 (2011), pp. 10 720-10 728. [7] Schodel, R., Hillmann, F., Schrotter, T., Voigt, J., Irrgang, K. D. y Renger, G. «Kinetics of excited states of pigment clusters in solubilized light-harvesting complex II: Photon density-dependent fluorescence yield and transmittance». Biophysical Journal. 71 (1996), pp. 3370-3380. [8] Chance, R. R., Prock, A. y Silbey, R. «Lifetime of an emitting molecule near a partially reflecting surface». Journal of Chemical Physics. 60 (1974), pp. 27442748. [9] Chance, R. R., Prock, A. y Silbey, R. «Comments on classical theory of energytransfer». Journal of Chemical Physics. 62 (1975), pp. 2245-2253. [10] Chance, R. R., Prock, A. y Silbey, R. «Molecular fluorescence and energy transfer near interfaces». Advances in Chemical Physics. 37 (1978), pp. 1-65. [11] Leibowitz, M. «Remarks on forsters theory of transfer of excitation energy». Journal of Physical Chemistry. 69 (1965), pp. 1061-1062. [12] Daffertshofer, M., Port, H. y Wolf, H. C. «Fluorescence quenching of ultrathin anthracene films by dielectric and metallic substrates». Chemical Physics. 200 (1995), pp. 225-233. [13] Birks, J. B. Photophysics of aromatic molecules, Wiler-Interscience, London, 1970. [14] Alessio, P., Constantino, C. J. L., Aroca, R. F. y Oliveira, O. N., Jr. «Surfaceenhanced Raman scattering: metal nanostructures coated with Langmuir-Blodgett films». Journal of the Chilean Chemical Society. 55 (2011), pp. 469-478.

158

Ampli_plas_05.indd 158

02/07/14 13:46

Fluorescencia amplificada por superficie (FAS) [15] Moskovits, M. «Surface-enhanced spectroscopy». Reviews of Modern Physics. 57 (1985), pp. 783-826. [16] Li, J. F., Huang, Y. F., Ding, Y., Yang, Z. L., Li, S. B., Zhou, X. S., Fan, F. R., Zhang, W., Zhou, Z. Y., Wu, D. Y., Ren, B., Wang, Z. L. y Tian, Z. Q. «Shellisolated nanoparticle-enhanced Raman spectroscopy». Nature. 464 (2010), pp. 392-395. [17] Gersten, J. y Nitzan, A. «Spectroscopic properties of molecules interacting with small dielectric particles». Journal of Chemical Physics. 75 (1981), pp. 1139-1152. [18] Geddes, C. D. y Lakowicz, J. R. «Metal-Enhanced Fluorescence». Journal of Fluorescence. 12 (2002), pp. 121-129. [19] Guerrero, A. R. y Aroca, R. F. «Surface-enhanced fluorescence with shell-isolated nanoparticles (SHINEF)». Angewandte Chemie (International ed. in English). 50 (2011), pp. 665-668. [20] Le Ru, E. C. y Etchegoin, P. G. Principles of Surface Enhanced Raman Spectroscopy (and related plasmonic effects), Elsevier, Amsterdam, 2009. [21] Hoppener, C. y Novotny, L. «Exploiting the light-metal interaction for biomolecular sensing and imaging». Quarterly Reviews of Biophysics. 45 (2012), pp. 209-255. [22] Wokaun, A., Lutz, H. P., King, A. P., Wild, U. P. y Ernst, R. R. «Energy transfer in surface enhanced luminescence». Journal of Chemical Physics. 79 (1983), pp. 509-514. [23] Anger, P., Bharadwaj, P. y Novotny, L. «Enhancement and Quenching of SingleMolecule Fluorescence». Physical Review Letters. 96 (2006), pp. 113 002 (4 pp.). [24] Aroca, R. F., Teo, G. Y., Mohan, H., Guerrero, A. R., Albella, P. y Moreno, F. «Plasmon-Enhanced Fluorescence and Spectral Modification in SHINEF». Journal of Physical Chemistry C. 115 (2011), pp. 20 419-20 424. [25] Tam, F., Goodrich, G. P., Johnson, B. R. y Halas, N. J. «Plasmonic enhancement of molecular fluorescence». Nano Letters. 7 (2007), pp. 496-501. [26] Weitz, D. A., Garoff, S., Hanson, C. D., Gramila, T. J. y Gersten, J. I. «Fluorescent lifetimes of molecules on silver-island films». Optics Letters. 7 (1982), pp. 89-91. [27] Dulkeith, E., Morteani, A. C., Niedereichholz, T., Klar, T. A., Feldmann, J., Levi, S. A., van Veggel, F., Reinhoudt, D. N., Moller, M. y Gittins, D. I. «Fluorescence quenching of dye molecules near gold nanoparticles: Radiative and nonradiative effects». Physical Review Letters. 89 (2002). [28] Le Ru, E. C. y Etchegoin, P. G. «Rigorous justification of the E[4] enhancement factor in Surface Enhanced Raman Spectroscopy». Chemical Physics Letters. 423 (2006), pp. 63-66. [29] Guerrero, A. R., Zhang, Y. y Aroca, R. F. «Experimental Confirmation of Local Field Enhancement Determining Far-Field Measurements with Shell-Isolated Silver Nanoparticles». Small. 8 (2012), pp. 2964-2967. [30] Aroca, R. Surface-enhanced Vibrational Spectroscopy, John Wiley & Sons, Chichester, 2006. [31] Cang, H., Labno, A., Lu, C. G., Yin, X. B., Liu, M., Gladden, C., Liu, Y. M. y  Zhang, X. «Probing the electromagnetic field of a 15-nanometre hotspot by single molecule imaging». Nature. 469 (2011), pp. 385-389.

159

Ampli_plas_05.indd 159

02/07/14 13:46

Amplificación plasmónica de espectros Raman y de fluorescencia [32] Zhang, W. H., Ding, F., Li, W. D., Wang, Y. X., Hu, J. y Chou, S. Y. «Giant and uniform fluorescence enhancement over large areas using plasmonic nanodots in 3D resonant cavity nanoantenna by nanoimprinting». Nanotechnology. 23 (2012), pp. 225 301. (9 pp.). [33] Aroca, R., Kovacs, G. J., Jennings, C. A., Loutfy, R. O. y Vincett, P. S. «Fluorescence enhancement from Langmuir-Blodgett monolayers on silver island films». Langmuir. 4 (1988), pp. 518-521. [34] Kummerlen, J., Leitner, A., Brunner, H., Aussenegg, F. R. y Wokaun, A. «Enhanced dye fluorescence over silver island films – analysis of the distance dependence». Molecular Physics. 80 (1993), pp. 1031-1046. [35] Antunes, P. A., Constantino, C. J. L., Aroca, R. F. y Duff, J. «Langmuir and Langmuir-Blodgett films of perylene tetracarboxylic derivatives with varying alkyl chain length: Film packing and surface-enhanced fluorescence studies». Langmuir. 17 (2001), pp. 2958-2964. [36] Ganesh, N., Mathias, P. C., Zhang, W. y Cunningham, B. T. «Distance dependence of fluorescence enhancement from photonic crystal surfaces». Journal of Applied Physics. 103 (2008), 083 104-(6 pp.). [37] Yoskovitz, E., Hadar, I., Sitt, A., Lieberman, I. y Banin, U. «Interplay of Quenching and Enhancement Effects in Apertureless Near-Field Fluorescence Imaging of Single Nanoparticles». Journal of Physical Chemistry C. 115 (2011), pp. 15 834-15 844. [38] Zhang, J., Fu, Y. y Lakowicz, J. R. «Emission behavior of fluorescently labeled silver nanoshell: Enhanced self-quenching by metal nanostructure». Journal of Physical Chemistry C. 111 (2007), pp. 1955-1961. [39] Sánchez-Gil, J. A., Garcia-Ramos, J. V. y Mendez, E. R. «Near-field electromagnetic wave scattering from random self-affine fractal metal surfaces: Spectral dependence of local field enhancements and their statistics in connection with surfaceenhanced Raman scattering». Physical Review B. 62 (2000), pp. 10 515-10 525. [40] Shalaev, V. M., Botet, R., Mercer, J. y Stechel, E. B. «Optical properties of selfaffine thin films». Physical Review B: Condensed Matter. 54 (1996), pp. 8235-8242. [41] Markel, V. A., Shalaev, V. M., Zhang, P., Huynh, W., Tay, L., Haslett, T. L. y Moskovits, M. «Near-field optical spectroscopy of individual surface-plasmon modes in colloid clusters». Physical Review B: Condensed Matter and Materials Physics. 59 (1999), pp. 10 903-10 909. [42] Genov, D. A., Sarychev, A. K. y Shalaev, V. M. «Plasmon localization and local field distribution in metal-dielectric films». Physical Review E. 67 (2003), pp. 56 611 (10 pp.). [43] Kall, M., Xu, H. X. y Johansson, P. «Field enhancement and molecular response in surface-enhanced Raman scattering and fluorescence spectroscopy». Journal of Raman Spectroscopy. 36 (2005), pp. 510-514. [44] Kinkhabwala, A., Yu, Z., Fan, S., Avlasevich, Y., Muellen, K. y Moerner, W. E. «Large single-molecule fluorescence enhancements produced by a bowtie nanoantenna». Nature Photonics. 3 (2009), pp. 654-657. [45] Fayyaz, S., Tabatabaei, M., Hou, R. J. y Lagugne-Labarthet, F. «Surface-Enhanced Fluorescence: Mapping Individual Hot Spots in Silica-Protected 2D Gold Nanotriangle Arrays». Journal of Physical Chemistry C. 116 (2012), pp. 11 665-11 670.

160

Ampli_plas_05.indd 160

02/07/14 13:46

Fluorescencia amplificada por superficie (FAS) [46] Le Ru, E. C., Blackie, E., Meyer, M. y Etchegoin, P. G. «Surface Enhanced Raman Scattering Enhancement Factors: A Comprehensive Study». Journal of Physical Chemistry C. 111 (2007), pp. 13 794-13 803. [47] Willets, K. A., Stranahan, S. M. y Weber, M. L. «Shedding Light on SurfaceEnhanced Raman Scattering Hot Spots through Single-Molecule Super-Resolution Imaging». Journal of Physical Chemistry Letters. 3 (2012), pp. 1286-1294. [48] Pecere, T., Gazzola, M. V., Mucignat, C., Parolin, C., Vecchia, F. D., Cavaggioni, A., Basso, G., Diaspro, A., Salvato, B., Carli, M. y Palù, G. «Aloeemodin Is a New Type of Anticancer Agent with Selective Activity against Neuroectodermal Tumors». Cancer Research. 60 (2000), pp. 2800-2804. [49] Huang, Q., Shen, H. M. y Ong, C. N. «Inhibitory effect of emodin in tumor invasion through supp.ression of activator protein-1 and nuclear factor-Kapp.a B». Biodhemical Pharmacology. 68 (2004), pp. 361-367. [50] Sevilla, P., Rivas, J. M., García-Blanco, F., Garcia-Ramos, J. V. y SanchezCortes, S. Identification of the antitumoral drug emodin binding sites in bovine serum albumin by spectroscopic methods. Biochimica Et Biophysica Acta-Proteins and Proteomics. 1774 (2007), pp. 1359-1369. [51] Sevilla, P., García-Blanco, F., Garcia-Ramos, J. V. y Sanchez-Cortes, S. «Aggregation of antitumoral drug emodin on Ag nanoparticles: SEF, SERS and fluorescence lifetime experiments». Physical Chemistry Chemical Physics. 11 (2009), pp. 1787-1793. [52] Salonen, J., Kaukonen, A. M., Hirvonen, J. y Lehto, V.-P. «Mesoporous silicon in drug delivery applications». Journal of Pharmaceutical Sciences. 97 (2008), pp. 632-653. [53] Prestidge, C. A., Barnes, T. J., Lau, C. H., Barnett, C., Loni, A. y Canham, L. «Mesoporous silicon: a platform for the delivery of therapeutics». Expert Opinion on Drug Delivery. 4 (2007), pp. 101-110. [54] Canham, L. T. «Silicon Quantum wire array fabrication by electrochemical and chemical dissolution of wafers». Aplied Physics Letters. 57 (1990), pp. 1046-1048. [55] Hernandez, M., Recio, G., Martin-Palma, R. J., García-Ramos, J. V., Domingo, C. y Sevilla, P. «Surface Enhanced Fluorescence of antitumoral drug emodin adsorbed on silver nanoparticles and loaded on porous silicon». Nanoscale Research Letters. 7 (2012), 364-(7 pp.).

161

Ampli_plas_05.indd 161

02/07/14 13:46

Ampli_plas_05.indd 162

02/07/14 13:46

APÉNDICE A

Glosario de términos y símbolos En este apéndice aparece una lista de símbolos matemáticos, términos especializados y acrónimos usados a lo largo del texto. Entre paréntesis aparece el término o símbolo en lengua inglesa. Å MFA (AFM) LEXA (ALEX) FA (APD) Apo PFI (BFP) pb (bp) SAB (BSA) DCEI (CCD) FRR (CEF) SCOM (CMOS) Corr{x,y} cpspm D

(LB) DC (LDA) DLL DTT e EFRET h hI hx e CCDME (EMCCD)

Angstrom. microscopía de fuerza atómica. láser de excitación alterna. fotodiodo de avalancha. apocromático. plano focal imagen (perpendicular al rayo focal y que pasa por el punto focal imagen). pares de bases. seroalbúmina bovina. dispositivo de cargas eléctricas interconectadas. función de rendimiento de la recopilación. semiconductor complementario de oxido metálico. correlación matemática de x e y. cuentas por segundo y por molécula. profundidad en la penetración. diámetro de un haz de luz. diámetro de apertura. coeficiente de difusión traslacional. línea base, valor al cual decae la función de autocorrelación. librería dinámica asociada. ditiotreitol (treo-2,3-dihidroxi-1,4-butanoditiol). base de la función logarítmica natural (e  =  exp(1)  = = 2,71828). rendimiento de la transferencia de energía por resonancia de fluorescencia, o transferencia lineal de energía. viscosidad. constante de proporcionalidad entre la cantidad de luz incidente en un detector y la detectada. rendimiento de la detección en la dirección x. luminosidad molecular (véase cpspm). cámaras de captación digital (CCD) de multiplicación de electrones.

163

Ampli_plas_06.indd 163

02/07/14 13:46

Amplificación plasmónica de espectros Raman y de fluorescencia

EM-FIE (ESI-MS) f FT CFN (FAM) CMUF (FAMS) ECF (FCS) ADIF (FIDA) ITCF (FITC) TERF (FRET) g

g3DG(t)

G(t) GdnCl GdnHCl PVF (GFP) CLAE (HPLC) Hz IA ID I(f ) I * (f ) IA CI (IC) DICEI (ICCD) CES (ISC)

espectrometría de masas con fuente de ionización electrospray. distancia focal. fracción de triplete (moléculas en el estado energético triplete) en espectroscopía de correlación de fluorescencia (ECF). carboxifluoresceína. clasificación de moléculas haciendo uso de la fluorescencia. espectroscopía de correlación de fluorescencia. análisis de la distribución de intensidades en fluorescencia. isotiocianato de fluoresceína (fluoresceína-5-isotiocianato). transferencia de energía por resonancia de fluorescencia, o transferencia lineal de energía. constante dependiente en la función de punto expandida (FPE) en espectroscopía de correlación de fluorescencia (ECF) constante que tiene en cuenta rendimientos de detección diferenciales rendimiento cuántico del dador y del aceptor en detección a través de spTERF. parte dependiente de la difusión de la descripción analítica de la función de autocorrelación con un volumen de muestra aproximado a una gaussiana tridimensional. función de correlación con tiempo de retardo (véase t). cloruro de guanidinio. hidroclururo de guanidinio. proteína verde fluorescente. cromatografía líquida de alta eficacia. hertzio. número de cuentas de fotones del aceptor. número de cuentas de fotones del dador intensidad de luz en el detector. transformada de Fourier de la intensidad de la señal I(t). conjugada compleja de la transformada de Fourier de la intensidad de la señal I(t). iodoacetamida. conversión interna (fotofísica). dispositivo intensificado de cargas eléctricas interconectadas (DCEI). cruce entre sistemas (fotofísica).

164

Ampli_plas_06.indd 164

02/07/14 13:46

Glosario de términos y símbolos

FEI (ISF) J k k kB k2 Kd kx l μ μm n M M2 AMDIF (MAFID) PMC (MCP) TEM (MCS) NA N AN (NA) Nd:YAG Nsm−2 w0 DO (OD) LSBO (OPSL) p(k) p(1) (k,x) p(fixed) (k,x) P PFRET HRF (PCH) ICP (PCI)

función expandida del instrumento. integral de solapamiento espectral (spTERF). factor de orientación del dipolo eléctrico (spTERF). cuentas por intervalo de unidad de tiempo constante de Bolztmann. constante de Boltzmann. parámetro de forma de la función de punto expandida (FPE) en espectroscopía de correlación de fluorescencia (ECF) ( = w0/z0). constante de disociación. constante de velocidad para la reacción x. longitud de onda. micro, media o momento. momento m-avo de μ. índice de refracción. molaridad. parámetro de calidad de la radiación láser. análisis de momentos de la distribución de la intensidad de fluorescencia. placas de microcanal. tarjeta escalar multicanal. número de Avogadro. número de moléculas promediado en el tiempo en la función de punto expandida (FPE). apertura numérica. neodimio-itrio-aluminio-granate, láser en medio sólido que utiliza el dopaje con neodimio de cristales de óxido de itrio y aluminio (Nd:Y3Al5O12). Newton segundo por metro cuadrado. radio de la función de punto expandida perpendicular al eje óptico. densidad óptica. láser de semiconductor bombeado ópticamente. distribución de probabilidad o HRF de k. histograma de recuento de fotones para un sistema formado por una partícula con cuentas de fotones k y que depende de los parámetros x. histograma de recuento de fotones para un sistema formado por una partícula fija en el origen con cuentas de fotones k y que depende de los parámetros x. razón de proximidad en spTERF. razón de proximidad en spTERF. histograma de recuento de fotones. interconexión de componentes periféricos. 165

Ampli_plas_06.indd 165

02/07/14 13:46

Amplificación plasmónica de espectros Raman y de fluorescencia

RCP (PCR) PEG Poi (k,x) PMMA TFM (PMT) FPE (PSF) APV (PVA) r r0 ARN (RNA) s S Sx MCB (SCM) FDE (SDF) SH smDFM (smMFD) spTERF (spFRET) t tD tR tT RFICT (TCSPC) TMR F u uT Q QD QE R R0 Fx

reacción en cadena de la polimerasa. polietilenglicol. una distribución de Poisson de la variable independiente k, que incluye los parámetros x. polimetilmetacrilato. tubo fotomultiplicador. función de punto expandida. alcohol polivinílico. anisotropía. anisotropía molecular intrínseca. ácido ribonucleico. desviación estándar. relación basada en estequeometría en láser de excitación alterna (LEXA) estado energético singlete con nivel x (fotofísica). microscopía confocal de barrido. función de detección espacial. grupo sulfhidrilo. detección fluorescente multiparamétrica de moléculas aisladas. TERF al nivel de moléculas aisladas. tiempo de vida, tiempo de correlación o tiempo de retardo. tiempo de difusión en espectroscopía de correlación de fluorescencia (ECF). velocidad de reacción para un proceso reversible de dos estados característico de espectroscopía de correlación de fluorescencia (ECF) función de autocorrelación. correlación de tiempo entre estados energéticos tripletes en espectroscopía de correlación de fluorescencia (ECF). recuento de fotones individuales en correlación de tiempo. tetrametilrodamina. tiempo de correlación rotacional (en anisotropía). ángulo (grados). ángulo crítico para la reflexión total interna. rendimiento cuántico. rendimiento cuántico de el fluoróforo dador (spTERF) eficiencia cuántica. módulo de la distancia entre moléculas en spTERF distancia de Förster (spTERF, R para el 50% de eficiencia transferida). rendimiento cuántico de x.

166

Ampli_plas_06.indd 166

02/07/14 13:46

Glosario de términos y símbolos

T TA/D TCEF (TCEP) MET (TEM) RTI (TIR) FRTI (TIRF) MFRTI (TIRFM) LTT (TTL) UV Vx V0 z0

⊗

umbral (en spTERF), temperatura. umbral de detección en el canal del dador o aceptor (en spTERF). tris (B-cloroetil fosfato). modo electromagnético transversal. reflexión total interna. fluorescencia de reflexión total interna (técnica de iluminación evanescente). microscopía de fluorescencia de reflexión total interna. lógica transistor a transistor. zona ultravioleta del espectro electromagnético. nivel energético vibracional. volumen (normalmente de la FPE). radio de la función de punto expandida en la dirección del eje óptico. promedio de k. varianza de k. operador matemático convolución.

167

Ampli_plas_06.indd 167

02/07/14 13:46

Ampli_plas_06.indd 168

02/07/14 13:46

APÉNDICE B

Definiciones Polarizabilidad, a Cuando un átomo o una molécula se encuentran en un campo eléctrico, E, sea este incidente o inducido por la presencia de otros átomos o moléculas vecinas, la distribución electrónica se modifica y la geometría molecular se ve alterada. Los centros de masas de las cargas positivas y negativas se desplazan de su posición original y aparece un momento dipolar inducido, pi, que dura lo que dura la presencia del campo eléctrico, E, y que se suma al momento dipolar permanente de la molécula, pp. La polarizabilidad, a, es la constante de proporcionalidad entre el momento dipolar inducido y el campo eléctrico: pi = a E. Si el campo eléctrico es muy intenso, pi depende del término cuadrático y de potencias mayores; los coeficientes de las diferentes potencias de E se llaman hiperpolarizabilidades. La polarizabilidad total de un sistema puede considerarse como la suma de varias contribuciones. La polarizabilidad atómica es la contribución que tiene en cuenta la alteración de la geometría molecular. Esta es, normalmente, más pequeña que la polarizabilidad electrónica, que tiene en cuenta el movimiento de los electrones. Permitividad relativa, er(w) =

e(w) e0

Se define como el cociente entre la permitividad del material dieléctrico, e(w) y la permitividad del vacío, e0. Físicamente es la función respuesta del material al campo eléctrico externo. El índice de refracción η(ω ) =

ε (ω ), y la permitividad

e(w)son funciones de la frecuencia del campo eléctrico incidente. Absorción Fenómeno por el cual parte de la energía de una radiación electromagnética incidente en un medio, se transforma en otro tipo de energía al propagarse en dicho medio. La cesión de energía a los átomos o moléculas del medio propagador puede realizarse a través de varios procesos como pueden ser: excitación de electrones a estados energéticos de niveles superiores, transformación de la luz en calor, activación de modos rotacionales o vibracionales, etc. Absorbancia, A Logaritmo en base 10 del cociente entre la potencia de radiación incidente (antes de atravesar una muestra), Pl0, a una longitud de onda dada, l, y la potencia de la radiación transmitida (después de atravesar la muestra), Pl: A = log (Pl0/Pl) = −log T 169

Ampli_plas_06.indd 169

02/07/14 13:46

Amplificación plasmónica de espectros Raman y de fluorescencia

En la práctica, la absorbancia es el logaritmo en base 10 del cociente entre la potencia de la radiación transmitida a través de una muestra de referencia y la potencia de la radiación transmitida por la disolución, ambas medidas en cubetas idénticas. T, es la llamada transmitancia. Esta definición supone que toda la luz incidente es absorbida o transmitida, el efecto de la reflexión o la dispersión se suponen despreciables. En la actualidad se utiliza el término de intensidad de radiación, I, en vez de potencia de la radiación, Pl. Ley de Lambert-Beer (o ley de Lambert-Beer-Bouguer) La absorbancia de un haz de luz monocromática que atraviesa un medio homogéneo isotrópico es proporcional a la longitud del cuerpo que atraviesa la luz (paso óptico de la cubeta), l, y a la concentración de la sustancia, c. Si se trata de un medio en fase gas, entonces, en vez de concentración, c, se usa la presión de las especies que absorben. Esta aproximación es válida solo en ciertas condiciones y cuando la concentración o la presión de las especies absorbentes no dependa de la concentración. La ley viene expresada por la siguiente ecuación: A = log (Pl0/Pl) = e(l) c l o Pl = Pl010−e(l) c l donde la constante de proporcionalidad, e(l), es el coeficiente de absorción molar, sus unidades más comunes son mol−1dm3cm−1 o M−1cm−1, para un valor de l en cm y de c en dm3mol−1, sus unidades en el S.I. son m2mol−1. La potencia de la radiación espectral puede usarse ya que la ley de Lambert-Beer es válida solo si el ancho de banda de la radiación es estrecho en comparación con el ancho de la banda espectral. Sección eficaz de absorción, sA La relación entre la sección eficaz de absorción y el coeficiente de absorción molar, e(l) (M−1cm−1), es: sA = (e(l)/NA) 0,1 ln 10 = 0,2303 (e(l)/NA) = 3,824 × 10−21 e(l) donde sA tiene unidades de cm2/molécula y NA es el número de Avogadro. Plasmón Cuasipartícula resultado de la cuantización de las oscilaciones del plasma electrónico. En física semiclásica los plasmones están constituidos por las oscilaciones de la densidad del gas de electrones libres de un metal o de un semiconductor. Plasmones de superficie no localizados Plasmones confinados en la interfase entre un dieléctrico y un metal. 170

Ampli_plas_06.indd 170

02/07/14 13:46

Definiciones

Plasmones de superficie localizados Oscilaciones de los electrones libres en nanopartículas metálicas. Fisisorción Interacciones molécula-metal, debidas principalmente a fuerzas de Van der Waals, y que representan pequeños cambios en los niveles de energía vibracional, i. e. las bandas vibracionales se observarán aproximadamente a la misma frecuencia. Quimisorción Interacción molécula-metal que altera totalmente la distribución electrónica, debido a la formación de enlaces químicos entre la molécula y el metal y consecuentemente las bandas corresponderán a las frecuencias del complejo formado en la superficie. Película de Langmuir Capa monomolecular de moléculas comúnmente anfifílicas que se extiende sobre un líquido (normalmente agua, con alta tensión superficial) en la interfase líquido-aire. Película de Langmuir-Blodgget (LB) Película (mono o multicapas) que se fabrica transfiriendo una película de Langmuir desde la superficie de un líquido hasta un sólido por inmersión vertical del sólido a través de la interfase líquido-aire. Hay tres tipos de películas LB: tipo-z, cuando se transfiere la película de Langmuir desde arriba, tipo-x, cuando se transfiere desde abajo y tipo-y cuando se transfiere desde arriba y desde abajo. Anfifílicas Moléculas con una parte hidrofóbica (aversión por el agua) y otra hidrofílica (querencia por el agua). Son las sustancias que se usan más frecuentemente en la fabricación de películas de Langmuir. La parte hidrofóbica es necesaria para impedir la inmersión de la molécula en la parte acuosa de la interfase. La parte hidrofílica es necesaria para permitir que las moléculas de la película se extiendan sobre la superficie del agua. Espectroscopía Infrarroja de absorción reflexión Espectroscopía que estudia la zona de la interfase que se encuentra en la superficie de un metal a través de medidas de absorción de un rayo IR reflejado especularmente, y que incide con un determinado ángulo de inclinación, en función del número de ondas. Semiconductores Son sustancias cuya conductividad aumenta con la temperatura. En términos de la teoría de bandas, un semiconductor es un sólido en el que los electrones que ocupan las bandas de valencia pueden acceder a las bandas de conducción absorbiendo energía térmica. Así, si la temperatura aumenta, el número de electrones en las ban171

Ampli_plas_06.indd 171

02/07/14 13:47

Amplificación plasmónica de espectros Raman y de fluorescencia

das más energéticas también aumenta (exponencialmente) quedando de esta forma más huecos en la banda de valencia. El incremento del número de electrones en las bandas de conducción es la causa del aumento de la conductividad. Un semiconductor intrínseco es aquel en el que la semiconducción es una propiedad de la estructura de bandas del material puro. Un semiconductor extrínseco es aquel en el que los electrones presentes son el resultado de la sustitución de algunos átomos (normalmente en la proporción 1/109) por agentes dopantes, entendiendo estos como átomos de otro elemento. Si el agente dopante aumenta el número de electrones en el material, y por tanto, la población de la banda de conducción, se llama semiconductor de tipo-n. Si el agente dopante disminuye el número de electrones de la banda de valencia, generando huecos en la misma, aparece un semiconductor tipo-p. Excitación Se dice que un sistema está excitado cuando tiene una energía adicional a la del estado fundamental (mínimo energético). Si el electrón utiliza la energía extra para atravesar la banda prohibida (diferencia de energía entre la banda de conducción y la banda de valencia) y se convierte en electrón libre, aparece el fenómeno de la conducción. Si la energía se comunica a través de calor, los electrones interaccionan con los modos vibracionales de la red cristalina, fonones, y se denomina excitación térmica; si se comunica mediante absorción de un cuanto de radiación se denomina excitación fotónica; si se comunica a través de un campo eléctrico, se llama excitación de campo (polaritón). En la excitación la interacción entre electrones y cuasi-partículas juega un papel muy importante. Blanqueo En fotoquímica este término significa pérdida en la intensidad de la radiación absorbida o emitida. Desplazamiento al azul Expresión que indica un desplazamiento hipsocrómico de las frecuencias. Estado de transferencia de carga Estado energético relacionado con el estado fundamental a través de una transición de transferencia de carga. Transición de transferencia de carga Transición electrónica en la que una molécula, llamada donador, transfiere carga eléctrica a otra llamada aceptor (transferencia de carga intermolecular), o una parte de la molécula, donador, transfiere carga eléctrica a otra región de la misma molécula, aceptor (transferencia de carga intramolecular). Normalmente se conocen como complejos donador-aceptor o moléculas multicromóforas. Complejo de transferencia de carga Un complejo donador-aceptor que presenta una banda de absorción observable debida a una transferencia de carga. 172

Ampli_plas_06.indd 172

02/07/14 13:47

APÉNDICE C

Unidades Magnitudes fundamentales, unidades y símbolos en el S.I. Longitud Masa Tiempo Intensidad de corriente eléctrica Temperatura Cantidad de materia Intensidad de luz

metro: m kilogramo: kg segundo: s amperio: A kelvin: K mol: mol candela: cd

Prefijos en el S.I. E n = 10n, potencia decimal (base 10) Factor

Prefijo

1024 1021 1018 1015 1012 109 106 103 102 101 10−1 10−2 10−3 10−6 10−9 10−12 10−15 10−18 10−21 10−24

E24 E21 E18 E15 E12 E9 E6 E3 E2 E1 E-1 E-2 E-3 E-6 E-9 E-12 E-15 E-18 E-21 E-24

Símbolo yotta zetta exa peta tera giga mega kilo hecto deca deci centi milli micro nano pico femto atto zepto yocto

Y Z E P T G M k h da d c m μ n p f a z y

Magnitudes derivadas, unidades y símbolos en el S.I. Frecuencia Fuerza

hertzio: Hz = 1/s newton: N = m.kg/s2 173

Ampli_plas_06.indd 173

02/07/14 13:47

Amplificación plasmónica de espectros Raman y de fluorescencia

Presión Energía, trabajo y cantidad de calor Potencia, flujo radiante Carga eléctrica, cantidad de electricidad Potencial eléctrico Capacidad Resistencia eléctrica Conductancia Flujo magnético Densidad de flujo magnético Inductancia Flujo luminoso Iluminancia Actividad radiactiva Dosis de radiactividad absorbidas Viscosidad dinámica Momento de una fuerza Tensión superficial Densidad de flujo de calor Capacidad calorífica, entropía Calor específico, entropía específica Energía específica Conductividad térmica Densidad de energía Campo eléctrico Densidad de carga eléctrica Densidad de flujo eléctrico Permitividad Permeabilidad Energía molar Entropía molar, calor especifico Exposición (a radiactividad) Velocidad de dosis absorbida

pascal: Pa = N/m2 = kg/m.s2 julio: J = N m = m2.kg/s2 vatio: W = J/s = m2.kg/s3 culombio: C = s.A voltio: V = W/A = m2.kg/s3.A faradio: F = C/V = s4.A2/m2.kg ohmio: W = V/A = m2.kg/s3.A2 siemens: S = A/V = s3.A2/m2.kg weber: Wb = V.s = m2 kg/s2.A tesla: T = Wb/m2 = kg/s2.A henrio: H = Wb/A = m2.kg/s2.A2 lumen: lm = cd.sr lux: lx = lm/m2 = cd.sr/m2 becquerel: Bq = 1/s gray: Gy = J/kg = m2/s2 pascal segundo: Pa.s = kg/m.s newton metro: N.m = m2.kg/s2 newton por metro: N/m = kg/s2 vatio por metro cuadrado: W/m2 = kg/s3 julio por kelvin: J/K = m2.kg/s2.K julio por kilogramo kelvin: J/kg.K = m2/s2.K julio por kilogramo: J/kg = m2/s2 vatio por metro kelvin: W/m.K = m kg/s3.K julio por metro cúbico: J/m3 = kg/m.s2 voltio por metro: V/m = m.kg/s3.A culombio por metro cúbico: C/m3 = s.A/m3 culombio por metro cuadrado: C/m2 = s.A/m2 faradio por metro: F/m = s4.A2/m3.kg henrio por metro: H/m = m.kg/s2.A2 julio por mol: J/mol = m2.kg/s2.mol julio por kelvin: J/mol.K = m2.kg/s2.K.mol culombio por kilogramo: C/kg = s.A/kg gray por segundo: Gy/s = m2/s3

174

Ampli_plas_06.indd 174

02/07/14 13:47

Ampli_plas_06.indd 175

02/07/14 13:47

Ampli_plas_06.indd 176

02/07/14 13:47

Ampli_plas_06.indd 176

02/07/14 13:47

CSIC

Ricardo F. Aroca - Marcelo Campos Vallete - José V. García Ramos Santiago Sánchez Cortés - José A. Sánchez Gil - Paz Sevilla

Textos Universitarios • 49 Este libro discute dos de los fenómenos ópticos de espectroscopía amplificada por superficies: SERS (espectroscopía Raman) y SEF (fluorescencia), que ocurren sobre nanoestructuras metálicas que soportan plasmones superficiales. La obra comienza con un capítulo dedicado a la teoría, donde se explica por qué solo unos tipos de nanoestructuras producen amplificación. En el segundo capítulo se desarrolla una explicación detallada del origen del scattering inelástico de la radiación electromagnética cuando interactúa con una molécula, dando lugar a los espectros Raman, que se convierten en espectros SERS en presencia de una nanoestructura adecuada. El capítulo tercero está dedicado a la fabricación de dichas nanoestructuras. El cuarto capítulo describe experimentos SERS/SEF que ilustran cómo estos tipos de espectros contienen información, tanto de la nanoestructura como de la radiación electromagnética inicial. El libro se cierra con una discusión del fenómeno de la fluorescencia amplificada por superficies (SEF). También se incluye un glosario con la terminología empleada. Los autores son especialistas en el estudio y diseño, tanto desde un punto de vista teórico como experimental, de superficies plasmónicas con capacidad para amplificar señales ópticas (en particular, espectroscopía Raman y de fluorescencia) y para desarrollar nanosensores con límites de detección a nivel de moléculas individuales. El deseo de los autores es que esta obra sirva como introducción a estudiantes, científicos y tecnólogos que necesiten utilizar en su actividad profesional algunos aspectos de la espectroscopía SERS y SEF.

SERS y SEF sobre nanoestructuras metálicas

SERS y SEF sobre nanoestructuras metálicas

Amplificación plasmónica de espectros Raman y de fluorescencia

Amplificación plasmónica de espectros Raman y de fluorescencia

Amplificación plasmónica de espectros Raman y de fluorescencia SERS y SEF sobre nanoestructuras metálicas R. F. Aroca M. Campos Vallete J. V. García Ramos S. Sánchez Cortés J. A. Sánchez Gil P. Sevilla

ISBN: 978-94-00-09820-9

GOBIERNO DE ESPAÑA

Cub_49_TXT_Univ.indd 1

MINISTERIO DE ECONOMÍA Y COMPETITIVIDAD

49

Consejo Superior de Investigaciones Científicas

Ilustración que representa la detección de una molécula individual sobre una nanoestructura plasmónica a través de su espectro SERS.

02/07/14 13:55