CC BY
19
ОПТИКА И СПЕКТРОСКОПИЯ. ЛАЗЕРНАЯ ФИЗИКА
Синтез и характеризация серебряных наночастиц в нанопористом стекле
В. Г. Аракчеев1,0, А. Н. Бекин1, Ю.В. Владимирова1, Н. В. Минаев2, В. Б. Морозов1, А. О. Рыбалтовский3
1 Московский государственный университет имени М. В. Ломоносова, Международный учебно-научный лазерный центр; физический факультет, кафедра общей физики и волновых процессов.
Россия, 119991, Москва, Ленинские горы, д. 1, стр. 62.
2 Институт проблем лазерных и информационных технологий РАН, Отделение перспективных
лазерных технологий. Россия, 142190, г. Москва, г. Троицк, ул. Пионерская, д. 2.
3 Научно-исследовательский институт ядерной физики имени Д. В. Скобельцына (НИИЯФ МГУ).
Россия, 119991, Москва, Ленинские горы, д. 1, стр. 2. E-mail: a [email protected]
Статья поступила 17.02.2014, подписана в печать 08.03.2014.
Путем термического восстановления атомов серебра из спиртового раствора прекурсора в нанопористом стекле с порами радиуса ~ 2 нм получен объемный металло-диэлектрический композит. Концентрация, размер и степень асферичности формирующихся в порах металлических наночастиц охарактеризованы по спектрам экстинкции полученного материала.
Ключевые слова: металло-диэлектрический композит, наночастицы, нанопоры, нанопористое стекло, наноплазмоника.
УДК: 538.911. PACS: 73.22.Lp, 78.67.Rb.
Введение
Металлические наночастицы обладают рядом уникальных свойств, позволяющих использовать их в настоящее время в широком круге приложений, связанных с катализом, медицинской диагностикой и терапией, конструированием перспективных оптических элементов с неординарными свойствами. Разработка методов создания и диагностики функциональных материалов и систем, содержащих металлические наночастицы, является актуальной задачей. Наиболее интенсивным направлением в последнее время является развитие технологий создания планарных структур, формируемых на несущей поверхности. Повышенное внимание к таким системам связано с высокой точностью детализации при изготовлении и удобством диагностики. Современные технологии позволяют получать как пленки с желаемой морфологией и толщиной, так и отдельно расположенные наночастицы и их ансамбли с хорошо контролируемой формой, размерами и топологией расположения. Методы электронной микроскопии позволяют успешно проводить диагностику таких систем и получать изображения частиц размером вплоть до единиц нанометров.
Не менее привлекательным является создание объемных функциональных материалов с наноразмерны-ми металлическими включениями. Одним из путей к воплощению этой идеи является внедрение металлических наночастиц внутрь нанопористых материалов. Успешные работы последних лет продемонстрировали возможность не только внедрять в поры готовые наночастицы, но и формировать их непосредственно в порах [1-3]. Такой путь особенно актуален для нанопор малого диаметра, когда проникновение в них готовых наночастиц затруднено или невозможно. Сами по себе нанопористые материалы имеют в настоящее
время целый ряд перспективных технологических применений, связанных с очисткой, катализом, сепаратной адсорбцией, хранением и транспортировкой активных веществ [4-5]. Металлические наноразмерные включения позволяют модифицировать их физико-химические свойства для оптимизации или создания совершенно новых возможностей использования. Диагностика таких объемных композитов сопряжена с рядом особенностей. Использование методов электронной микроскопии требует в этом случае создания из полученного материала пригодных для диагностирования образцов, что часто является нетривиальной задачей. Во-первых, в процессе создания образца должны сохраняться характеристики исходного материала; во-вторых, для описания статистических свойств ансамбля наночастиц требуется получение достаточного числа изображений. По совокупности это зачастую делает применение электронной микроскопии трудоемким и дорогостоящим.
В настоящее время для диагностики объемных композитных материалов и сред все более часто применяется спектроскопия экстинкции. Этот метод позволяет за одно измерение охарактеризовать ансамбль наночастиц целиком. Резонансные свойства наночастиц обусловливают появление в спектре экстинкции ярко выраженных пиков, соответствующих их плазмонным модам. Положение и форма пиков зависит от формы и размеров наночастиц, а также от материалов, из которых изготовлены частицы и окружающая их диэлектрическая среда. Сравнение с результатами, полученными другими методами, в том числе с помощью электронной микроскопии, демонстрирует хорошее соответствие друг с другом [6-11], хотя некоторые расхождения имеют место [12].
В настоящей работе рассмотрены получение и диагностика композита на основе нанопористого стекла
Вайкор [13], в порах которого находятся наночастицы серебра. Этот тип стекол обладает развитой сетью взаимосвязанных квазицилиндрических пор диаметром несколько нанометров. Для создания композита применялась методика, основанная на формировании наноча-стиц непосредственно внутри пор [14-16]. По спектрам экстинкции полученного образца проведено моделирование, что позволило сделать выводы о концентрации, размерах и форме наночастиц. Проведено сравнение с аналогичным композитом, полученным ранее с использованием схожей методики [15-16].
1. Методика формирования и диагностики наночастиц в порах матрицы
Радиус пор используемого образца стекла Вайкор составляет ~ 2 нм. Процедура создания композита основывалась на кластеризации атомов металла, восстановленных из заполняющего поры раствора серебросо-держащего прекурсора. Эффективность такого подхода, позволяющего формировать наночастицы в порах с характерным размером до нескольких десятков нанометров, подтверждена рядом успешных реализаций композитов с наночастицами из разных металлов, созданных на основе матриц из различных пористых материалов, таких как стекло, опалы, полимерные структуры [15-16]. Образец импрегнировался раствором прекурсора Ag(hfac)COD (Aldrich Chemical Comp., США) в этиловом спирте с содержанием прекурсора приблизительно 10 мг/мл, после чего выдерживался при температуре 70° C в течение порядка 20 мин. Процесс отжига сопровождался появлением желтого оттенка, который со временем становился более насыщенным. Для создания аналогичного композита ранее использовалась сверхкритическая двуокись углерода [15-16], что требовало специализированного оборудования для поддержания сверхкритических условий. Использование этилового спирта для импрегнации делает процедуру доступной в обычных условиях без применения каких-либо специфических устройств.
Диагностика формирования наночастиц проводилась путем регистрации спектров экстинкции с помощью двухлучевого спектрографа «Specord M40» (Карл Цейс, Германия). Отжиг образца сопровождался появлением ярко выраженного пика, что связано с поглощением на частоте плазмонного резонанса частиц. Измерение спектров было проведено повторно через несколько суток после отжига и не выявило каких-либо существенных изменений, что подтверждает стабильность полученного композита.
2. Модельное описание спектров экстинкции
В настоящей работе определение характеристик на-ночастиц проводилось с помощью моделирования наблюдаемого спектра экстинкции. Подробное рассмотрение приведенного здесь модельного представления, основанного на представлении наночастиц как плазмон-ных структур, можно найти, например, в [17]. Совокупность результатов множества исследований указывает на то, что такое рассмотрение остается адекватным вплоть до размеров ~ 2 нм. При последующем уменьшении размера и соответственно количества атомов в наночастице начинают играть роль эффекты размер-
ного квантования, первое описание которых, по-видимому, относится к [18]. Точная граница перехода от плазмонного режима к квантовому зависит от вида металла и однородности его структуры, определяющейся условиями формирования наночастиц. Например, в работе [19] было показано, что спектральные свойства внедренных в стекло частиц серебра диаметром от 21 до 2.2 нм соответствуют металлу с обычной зоной проводимости. В настоящей работе с помощью плазмонной модели проводится анализ того, определяется ли линейный размер формирующихся в нанопористом образце частиц металла средним диаметром пор. В используемом образце он составляет 4 нм, поэтому применение плазмонной модели представляется обоснованным.
В настоящее время существует два основных подхода к анализу плазмонных свойств частиц. Более ранний (широко распространенный и по настоящее время) основан на решении уравнений Максвелла аналитическими или численными методами. Один из фундаментальных результатов в этом направлении был получен Ми для рассеяния электромагнитной волны на сферической частице [20], чуть позже аналогичное решение было построено Гансом для эллипсоида [21]. Другой подход («е -метод») основан на разложении поля по собственным функциям с собственными значениями диэлектрической проницаемости [22]. В ряде случаев он является удобным благодаря возможности получения решений, привязанных лишь к геометрии системы и универсальных с точки зрения материалов, из которых состоят частицы и их окружение.
В случае частиц, размеры которых много меньше длины волны, возбуждающее внешнее поле можно считать однородным. В однородном электрическом поле возможно лишь дипольное возбуждение. Поляризуемость сферической частицы
е(ш) - ет з а = ~г\—п— г ,
е(ш) + 2ет
где г — радиус сферы, е(ш) и ет — соответственно диэлектрические проницаемости металла и среды, в которой расположена наночастица. Сечения поглощения аа и рассеяния для сферических частиц имеют вид [23]
oa = 4nk Im а,
= у k4H2,
где £ — волновой вектор.
При этом в неупорядоченной сети цилиндрических пор стекла Вайкор вполне вероятным выглядит формирование частиц, вытянутых (или сплюснутых) вдоль поры и имеющих случайную ориентацию. Для моделирования таких частиц успешно применяется приближение сфероидальной формы, в этом случае поляризуемость
е(ш) - е„
3(£ш + ¿1(e(w) - £ш))
f3r
е(ш) - £„
вг3
3(ет + Ьо(е(ш) - ет))
где г — радиус кругового сечения сфероида, в — его аспектное соотношение, а ось г параллельна направлению вытянутости (сплюснутости) сфероида. Коэф-
фициенты деполяризации сфероидов выражаются через аспектное соотношение
Ь = (е2 - .,(2 !п(- >)
е =
в
для вытянутого и
Ь0 = (е2 + 1)(1 - е агсС^ е), е =
в
■УГ-в2
для сплюснутого, а Ь1 = 2(1 — Ь0) [21]. Сечения поглощения и рассеяния ансамбля сфероидов со случайной ориентацией имеют вид [24]
21
аа = 4пк 1т ( -ах,у + тгаг
33
31^ х,у
а8 = у¿4 0\axyf + 3\аг\2
1,) 3к!2).
Следует отметить, что в данном модельном представлении размер как сферических, так и сфероидальных частиц не влияет на положение резонансных пиков, поскольку он в любом случае много меньше длины волны. Кроме того, из приведенных выражений для сечений следует, что для частиц с характерным размером несколько единиц нанометров сечение поглощения, пропорциональное объему, значительно больше сечения рассеяния, пропорционального его квадрату. Поэтому наблюдаемая экстинкция практически полностью определяется поглощением.
Зависимость £(ш) для серебра [25] хорошо описывается с помощью модели свободных электронов с учетом вклада ионной решетки вплоть до энергий ~ 4 эВ (А ~ 300 нм), когда начинают играть роль межзонные переходы:
е(ш) = £1 —
ш
р1
ш2 + 1шт- 1 1
(1)
где для серебра £1 « 3.7 — феноменологическая величина, описывающая вклад ионов, шр| « 13.8 фс-1 (~ 9 эВ) — плазменная частота, т « 36 фс — время релаксации свободных электронов [26], соответствующее величине свободного пробега ~ 50 нм [27].
Если размер частицы становится сравнимым с длиной свободного пробега электрона, то рассеяние на поверхности начинает играть существенную роль, что сказывается на мнимой части £(ш). Оценка этого эффекта может быть проведена посредством учета уменьшения времени затухания в модели свободных электронов [28]
11 А „
~ = — + Г~ Ур,
т ть Ьей
(2)
где ть и т — времена затухания в металле и в металлической наночастице соответственно, Ур (1.4 нм/фс для серебра) — скорость Ферми, А ~ 1 — феноменологическая константа (ее влияние на результат обсуждается в разделе 3), характеризующая рассеяние на поверхности частицы, а Ьец — средняя величина пробега электрона, имеющая порядок линейного размера частицы. В [29] приведен обзор ряда результатов, полученных различными методами, и приведена оценка для частиц произвольной формы Ьец = 4У/Б, где У и 5 — объем
и площадь поверхности частицы, в приведенных ниже вычислениях будет использовано это соотношение.
Измеряемые спектры экстинкции представляют собой зависимость от длины волны показателя экспоненты 7 = ^(А) в законе Бугера-Ламберта-Бера I = 10 ехр(—7г). В монодисперсном случае коэффициент 7 = аЫ определяется сечением экстинкции частиц а = аа + (в случае если процессы поглощения и рассеяния не коррелируют) и их концентрацией N. В случае одновременного присутствия наночастиц различной формы каждая из групп частиц будет вносить свой аддитивный вклад в экстинкцию, и общее выражение для 7 представляет собой результат интегрирования. При моделировании ансамбля сфероидальных частиц распределение по форме можно представить как распределение по аспектному соотношению в. Такое описание демонстрирует хорошее согласие с данными по электронной микроскопии и позволяет охарактеризовать степень вытянутости наночастиц, благодаря чему спектроскопия экстинкции в последнее время часто используется для проведения быстрой диагностики в немонодисперсных ансамблях вытянутых частиц [6-9].
3. Результаты и обсуждение
После импрегнации образца спиртовым раствором прекурсора был измерен спектр экстинкции (рис. 1, кривая 1). Далее образец выдерживался около 20 мин при температуре ~ 70° С до появления ярко выраженного желтого оттенка. Спектр экстинкции полученного композита (рис. 1, кривая 2) заметно отличается от спектра, измеренного до отжига. Разность спектров представляет собой ярко выраженный пик на длине волны ~ 400 нм (рис. 1, кривая 3), что наглядно демонстрирует появление внутри образца наночастиц серебра. Как указывалось в предыдущем разделе, вклад рассеяния в экстинкцию в данном случае пренебрежимо мал ввиду малости наночастиц, поэтому полученные результаты характеризуют поглощение.
а
и
В
о
Е
о
в
Ё и
я
о £
300
400 500 600 Длина волны, нм
700
Рис. 1. Спектры экстинкции образца после пропитки его прекурсором (1) и после отжига (2). Разность спектров (3) соответствует спектру экстинкции сформировавшихся при отжиге наночастиц
Близость профиля наблюдаемого в эксперименте пика поглощения к лоренцевскому контуру позволяет предположить, что форма частиц не слишком далека от сферической. Даже при относительно небольшой
степени вытянутости частиц [6-9] спектр приобретает выраженную двухпиковую структуру, обусловленную присутствием двух мод у каждой наночастицы (продольной и дважды вырожденной поперечной).
Расчет спектров проводился с использованием модельных представлений, описанных в разделе 2. Для ориентира были рассчитаны спектр без учета рассеяния электронов на поверхности наночастицы (Ьец = то в (2)), а также спектр для наночастиц радиуса г = 2 нм, совпадающего со средним радиусом пор (рис. 2). Уши-рение спектра в первом случае обусловлено исключительно мнимой частью диэлектрической проницаемости серебра, в то время как во втором размерный эффект доминирует, что наглядно видно по уширению спектров. При этом оба расчетных спектра значительно уже экспериментального, обладающего шириной ~ 130 нм.
Зг
П 8 £ 2 11 ё и ■в* И"
п 0 1
о О 1
31 в
О.—-.......
300 400 500 600 700 Длина волны, нм
Рис. 2. Спектры экстинкции: эксперимент (точки) и расчет (линии) для частиц серебра без учета рассеяния на поверхности (1), сфер радиуса 2 нм (2), сфер радиуса 0.75 нм (3), сфероидов с сечением радиуса 1 нм и гауссовским распределением по аспектному соотношению со средним значением 1 и шириной распределения (FWHM) 0.7
Рассмотрим причины, обусловливающие наблюдаемый широкий пик поглощения. Во-первых, наблюдаемый широкий спектр может быть обусловлен меньшим размером частиц. Результаты моделирования демонстрируют, что согласие с экспериментом имеет место в случае сферических частиц радиуса 0.75 нм (рис. 2). Во-вторых, уширение спектра может быть вызвано отклонением формы частиц от сферической. Для моделирования асферичности использовалась модель сфероидов, имеющих гауссовское распределение аспектного соотношения в вокруг центрального значения. Согласие с экспериментом достигается для ансамбля сфероидальных частиц, максимальный радиус кругового сечения которых составляет г = 1 нм. При этом ас-пектное соотношение имеет центральное значение в = 1 (соответствует сфере) и ширину (FWHM) Дв = 0.7. При больших размерах сфероидов (г >1 нм) расчетный спектр поглощения либо уже экспериментального, либо существенно асимметричен.
Причина формирования в порах наночастиц размером менее среднего диаметра пор может состоять в том, что наиболее благоприятные условия для их роста выполняются в самых узких частях пористой сети. Это предположение подтверждается также анализом поведения спектров при различных концентрациях частиц в порах. Влияние концентрации можно проследить при сравнении полученных результатов с данны-
ми, представленными в работах [15-16], где образцы были созданы по той же методике, но в качестве растворителя при импрегнации использовалась сверхкритическая двуокись углерода. Полученные композиты состоят из идентичных компонентов, поэтому сравнительный анализ спектров представляется оправданным. Увеличение концентрации наночастиц в образце приводит, естественно, к росту поглощения (рис. 3). Однако оно также сопровождается заметным сдвигом спектра в длинноволновую сторону и еще большим уширением пика поглощения до ~ 200 нм. Такое различие спектров не может быть обусловлено вариацией размеров частиц в пределах нескольких нанометров, а рост до десятков нанометров внутри пор невозможен. Следовательно, наблюдаемый сдвиг, равно как и ушире-ние, связан с формированием многочастичных кластеров. Действительно, плазмонные свойства системы из двух и более соседствующих наночастиц значительно отличаются от свойств каждой из них [17]. Согласно расчету, объемная доля металлических наночастиц в порах в трех представленных случаях составляет порядка 6 • 10~8, 4 • 10-7 и 8 • 10~7 (рис. 3, а, бив соответственно). Каждое из этих значений достаточно мало, однако их различие играет существенную роль. Такое может иметь место, если наночастицы заполняют свободный объем образца не равномерно, а концентрируются в определенных областях — вероятно, в местах наибольшего сужения. В этом случае локальная концентрация частиц может значительно превосходить указанные средние значения, и в таких областях происходит образование близкорасположенных частиц серебра, образующих многочастичный кластер.
Рис. 3. Экспериментальные спектры экстинкции наночастиц в нанопористом стекле Вайкор, полученные в настоящей работе (1) и в [15] при длительности отжига 15 мин (2) и 25 мин (3) при 90 ° С
Следует отметить, что положение максимума пика поглощения существенно зависит от диэлектрической проницаемости окружающей среды ет и от е, в (1). При расчете профиля спектров использовалось е, = 3.7, а также значения других параметров серебра, взятые из [26]. Соответствие положения расчетного пика поглощения эксперименту достигалось при ет = 2.45. В [30] для серебра приводится другое значение параметра е, = 4.45, которое приводит к ет = 2. В целом полученное в настоящей работе значение для ет является оценочным и не сильно отличается от приведенного в [19] ет = 2.25 для схожего по составу композита. При этом ет и е, существенно влияют на положение
пика, а на его профиль — слабо, поэтому точность их значений не принципиальна для анализа, проводимого в рамках настоящей работы.
В приведенном расчете использовалось значение A = 1 (этот параметр используется для описания влияния размерного эффекта на уменьшение времени затухания в модели свободных электронов, см. (2)), однако в разных работах приводятся различные оценочные значения этой величины, а типичный диапазон составляет 0.1 < A <1 [17, 31-34]. Если допустить, что это значение меньше единицы, то профиль экспериментального спектра соответствует частицам еще меньшего размера. Наблюдаемое уширение спектра поглощения может быть также связано с тем, что формируемые в порах наночастицы столь малы, что описание в рамках представленной модели без учета эффектов размерного квантования является неверным. В целом представленные в настоящей работе результаты позволяют охарактеризовать максимальное значение линейных размеров формирующихся металлических частиц, при этом оценить минимальный размер в рамках представленного здесь анализа невозможно.
Заключение
Путем импрегнации нанопористого стекла, поры которого имеют средний диаметр 4 нм, спиртовым раствором серебросодержащего прекурсора с последующим отжигом при 70° C создан прозрачный металло-ди-электрический композит. Спектр экстинкции образца содержит ярко выраженный пик, что указывает на наличие в нем серебряных наночастиц. Анализ спектра указывает на то, что размеры наночастиц заметно меньше среднего диаметра пор, а форма не слишком далека от сферической. Экспериментальный спектр хорошо соответствует сферическим частицам диаметром 1.5 нм либо сфероидальным частицам с диаметром сечения не более 2 нм и гауссовским распределением по аспектному соотношению со средним значением 1 и шириной (FWHM) не более 0.7. Поведение спектров экстинкции при изменении концентрации наночастиц также соответствует тому, что они формируются преимущественно в наиболее узких частях пористой сети. Локальная концентрация наночастиц в местах их скопления значительно превышает среднюю, что способствует образованию кластеров из близкорасположенных наночастиц. Таким образом, сделанное в ряде работ предположение о том, что восстановление атомов серебра из прекурсора приводит к образованию в нанопорах сферических наночастиц размером со средний диаметр пор, является не вполне оправданным.
Работа выполнена при финансовой поддержке РФФИ (гранты 11-02-01309-а, 13-02-12057офи-м).
Список литературы
1. Рыбалтовский А.О., Илюхин С.С., Минаев Н.В. и др. // Росс. хим. журн. 2012. 56, № 1-2. С. 91 (Rybaltovskii A.O., Ilyukhin S.S., Minaev N.V. et al. // Russ. J. of Gen. Chem. 2013. 83, N 11. P. 2212).
2. Рыбалтовский А.О., Баграташвили В.Н., Илюхин С.С. и др. // Росс. нанотехнологии. 2013. 8, № 7-8. C. 110 (Rybaltovskii A.O., Bagratashvili V.N., Ilyukhin S.S. et al. // Nanotechnol. in Russia. 2013. 8, N 7-8. P. 553).
3. Bagratashvili V.N., Minaev N.V., Rybaltovskii A.O., Yusu-pov V.I. // Laser Phys. Lett. 2011. 8, N 12. P. 853.
4. Zabukovec L.N., Kaucic V. // Acta Chim. Slov. 2006. 53. P. 117.
5. Broom D.P., Thomas K.M. // MRS Bull. 2013. Volume 38, N 5. P. 412.
6. Link S., Mohamed M.B., El-Sayed M.A. // J. Phys. Chem. B. 1999. 103. P. 3073; with corrections Link S, El-Say-ed M.A. // J. Phys. Chem. B. 2005. 109, N 20. P. 10531.
7. Xu N, Bai B., Tan Q., Jin G. // Optics Express. 2013. 21, N 3. P. 2987.
8. Sprunken D.P., Omi H., Furukawa K. et al. // J. Phys. Chem. C. 2007. 111. P. 14299.
9. Eustis S., El-Sayed M.A. // Journal of Applied Physics. 2006. 100. P. 044324.
10. Pena O., Rodriguez-Fernandez L., Rodriguez-Iglesias V. et al. // Appl. Optics. 2009. 48, N 3. P. 566.
11. Drachev V.P., Chettiar U.K., Kildishev A.V. et al. // Optics Express. 2008. 16, N 2. P. 1186.
12. Mota-Santiago P.-E., Crespo-Sosa A., Jimenez-Hernandez J.-L. et al. // Appl. Surf. Sci. 2012. 259. P. 574.
13. Elmer T.H. // Ceramics and Glasses: Engineered Materials Handbook / Ed. by S. J. Schneider, Jr. Materials Park, OH, 1991. Vol. 4. P. 427.
14. Рыбалтовский А.О., Аксёнов А.А., Герасимова В.И. и др. // Сверхкритические флюиды: теория и практика.
2008. 3, № 1. C. 50.
15. Рыбалтовский А.О., Заворотный Ю.С., Минаев Н.В. и др. // Сверхкритические флюиды: теория и практика.
2009. 4, № 2. C. 53 (Rybaltovskii A.O., Zavorotnyi Yu.S, Minaev N.V. et al. // Russ. J. of Phys. Chem. B. 2009. 3, N 7. P. 1106).
16. Rybaltovskii A.O., Bogomolova L.D., Jachkin V.A. et al. // Optical Materials. 2011. 34, N 1. P. 169.
17. Климов В.В. Наноплазмоника. М., 2009 (Klimov V. Nano-plasmonics: Fundamentals and Applications. Singapore, 2012).
18. Kawabata A, Kubo R. // J. Phys. Soc. Japan. 1966. 21. P. 1765.
19. Kreibig U. // J. Phys. F: Metal Phys. 1974. 4. P. 999.
20. Mie G. // Ann. Phys. (Leipzig) 1908. 25. P. 377.
21. Gans R. // Ann. Phys. 1912. 37. P. 881.
22. Войтович Н.Н., Каценеленбаум Б.З., Сивов А.Н. Обобщенный метод собственных колебаний в теории дифракции. М., 1977.
23. Ландау Л.Д., Лифшиц Е.М. Электродинамика сплошных сред. М., 1982 (Landau L., Lifshitz E. Electrodynamics of Continuous Media. 2 ed. Pergamon, 1984).
24. Bohren C.F., Huffman D.R. Absorption and scattering of light by small particles. Wiley, 1983.
25. Johnson P.B., Christy R.W. // Phys. Rev. B. 1972. 6. P. 4370.
26. Von Sonnichsen C. Plasmons in Metal Nanostructures. Ph. D. Thesis. Munchen, 2001.
27. Kreibig U., Vollmer M. Optical Properties of Metal Clusters. Berlin; Heidelberg, 1995.
28. GenzelL, Martin T.P., Kreibig U. // Z. Phys. B. 1975. 21. P. 339.
29. Coronado E.A., Schatz G.C. // J. Chem. Phys. 2003 119. P. 3926.
30. Winsemius P. Temperature Dependence of the Optical Properties of Au and Ag. Ph.D. Thesis. Leiden, 1972.
31. Novo C., Gomez D., Perez-Juste J. et al. // Phys. Chem. Chem. Phys. 2006. 8. P. 3540.
32. Charle K.-P., König L., Nepijko S. et al. // Crys. Res. and Technol. 1998. 33, N 7-8). P. 1085.
33. Persson B.N.J. // Surf. Sci. 1993. 281, N 1-2. P. 153.
34. Usov O.A., Sidorov A.I., Nashchekin A.V. et al. // Proc. of SPIE. 2009. 7394. 73942J-1.
Synthesis and characterization of silver nanoparticles in a nanoporous glass
V.G. Arakcheevu, A.N. Bekin1, Yu.V. Vladimirova1, N. V. Minaev2, V. B. Morozov1, A.O. Rybaltovskii A.O.3
1 Department of General Physics and Wave Processes, Faculty of Physics; International Laser Centre, M. V. Lomonosov Moscow State University, Moscow 119991, Russia.
2 Institute of Laser and Information Technologies, Russian Academy of Sciences, Troitsk, Moscow Region 142190, Russia.
3 D. V. Skobeltsin Institute of Nuclear Physics, M. V. Lomonosov Moscow State University, Moscow 119991, Russia.
E-mail: a [email protected].
We obtained a metal-dielectric composite by thermal restoration of silver atoms from an alcohol solution of a precursor in nanoporous glass with pores with a radius of 2 nm. The concentration, size, and asphericity degree of metal nanoparticles formed in the pores are characterized according to the measured extinction spectra of the material.
Keywords: metal-dielectric composite, nanoparticles, nanopores, nanoporous glass, nanoplasmonics, extinction
spectroscopy.
PACS: 73.22.Lp, 78.67.Rb.
Received 17 February 2014.
English version: Moscow University Physics Bulletin 4(2014). Сведения об авторах
1. Аракчеев Владимир Генрихович — канд. физ.-мат. наук, науч. сотрудник; тел.: (495) 939-19-34, e-mail: [email protected].
2. Бекин Алексей Николаевич — студент; тел.: (495) 939-19-34, e-mail: [email protected].
3. Владимирова Юлия Викторовна — канд. физ.-мат. наук, ст. науч. сотрудник; тел.: (495) 939-51-73, e-mail: [email protected].
4. Минаев Никита Владимирович — аспирант, мл. науч. сотрудник; тел.: (495) 939-43-95, e-mail: [email protected].
5. Морозов Вячеслав Борисович — канд. физ.-мат. наук, доцент, доцент; тел.: (495) 939-19-34, e-mail: [email protected].
6. Рыбалтовский Алексей Ольгердович — канд. физ.-мат. наук, вед. науч. сотрудник, ст. науч. сотрудник; тел.: (495) 939-43-95, e-mail: [email protected].
