Artykuł metodologiczny

Pomiar nieliniowości rozpraszania od pojedynczej nanocząstki plazmonicznej

DOI:

10.3791/53338

⸱

3 stycznia 2016

 ,  ,  ,  ,  ,  ,  ,  ,  , 
1Department of Physics, National Taiwan University, 2Department of Applied Physics, Osaka University, 3Molecular Imaging Center, National Taiwan University

W tym artykule

Podsumowanie

$$\rightleftharpoonup{xx}$$ $$\longleftharp{xx}$$, $$\longrightharp{xx}$$,

Nasycone i odwrócone saturable rozpraszanie zostały odkryte w izolowanych cząstkach plazmonicznych i przyjęte jako nowatorska metoda kontrastu bez wybielania w mikroskopii superrozdzielczej. Tutaj szczegółowo wyjaśniono eksperymentalne procedury wykrywania i ekstrakcji rozpraszania nieliniowego, a także sposoby zwiększenia rozdzielczości za pomocą nasyconej mikroskopii wzbudzenia.

Streszczenie

$$\rightleftharpoonup{xx}$$ $$\longleftharp{xx}$$, $$\longrightharp{xx}$$,

Plazmonika, która opiera się na kolektywnej oscylacji elektronów spowodowanej wzbudzeniem światła, obejmuje silnie wzmocnione lokalne pola elektryczne i dlatego ma potencjalne zastosowania w optyce nieliniowej, która wymaga niezwykłej intensywności optycznej. Jedną z najczęściej badanych nieliniowości w plazmonice jest absorpcja nieliniowa, w tym zachowania nasycenia i odwrotnego nasycenia. Chociaż rozpraszanie i absorpcja w nanocząstkach są ściśle skorelowane przez teorię Mie, do niedawna nie było doniesień o nieliniowości w rozpraszaniu plazmonicznym.

W zeszłym roku po raz pierwszy zademonstrowano nie tylko nasycenie, ale także odwrotne nasycenie rozpraszania w izolowanej cząstce plazmonicznej. Wyniki pokazały, że rozpraszanie nasycone wykazuje wyraźną zależność od długości fali, która wydaje się być bezpośrednio związana ze zlokalizowanym powierzchniowym rezonansem plazmonowym (LSPR). W połączeniu z pomiarami zależnymi od intensywności, wyniki sugerują możliwość istnienia wspólnego mechanizmu leżącego u podstaw nieliniowych zachowań rozpraszania i absorpcji. Te nieliniowości rozpraszania z pojedynczej nanosfery złota (GNS) mają szerokie zastosowanie, w tym w mikroskopii superrozdzielczej i przełącznikach optycznych.

W tym artykule opisano szczegółowo, jak zmierzyć nieliniowość rozpraszania w pojedynczym PNB i jak zastosować technikę super-rozdzielczości w celu zwiększenia rozdzielczości obrazowania optycznego opartego na rozpraszaniu nasyconym. Odkrycie to obejmuje pierwszą mikroskopię superrozdzielczą opartą na rozpraszaniu nieliniowym, które jest nowatorską metodą kontrastu bez wybielania, która może osiągnąć rozdzielczość tak niską jak l/8 i potencjalnie będzie przydatna w biomedycynie i badaniach materiałowych.

Wprowadzenie

$$\rightleftharpoonup{xx}$$ $$\longleftharp{xx}$$, $$\longrightharp{xx}$$,

Badanie plazmoniki wzbudziło duże zainteresowanie ze względu na jego zastosowania w wielu różnych dziedzinach1-4. Jedną z najlepiej zbadanych dziedzin plazmoniki jest plazmonika powierzchniowa, w której kolektywne oscylacje elektronów przewodnictwa sprzęgają się z zewnętrzną falą elektromagnetyczną na granicy faz między metalem a dielektrykiem. Plazmonika powierzchniowa została zbadana pod kątem jej potencjalnych zastosowań w optyce subfalowej, biofotonice i mikroskopii5,6. Silne wzmocnienie pola w ultramałej objętości nanocząstek metalicznych spowodowane zlokalizowanym powierzchniowym rezonansem plazmonowym (LSPR) przyciągnęło dużą uwagę, nie tylko ze względu na jego wyjątkową wrażliwość na rozmiary cząstek, kształty cząstek i właściwości dielektryczne otaczającego ośrodka7-10, ale także ze względu na jego zdolność do wzmacniania z natury słabych nieliniowych efektów optycznych11. Wyjątkowa czułość LSPR jest cenna dla technik biodetekcji i obrazowania bliskiego pola12,13. Z drugiej strony, zwiększona nieliniowość struktur plazmonicznych może być wykorzystana w fotonicznych układach scalonych w zastosowaniach takich jak przełączanie optyczne i całkowicie optyczne przetwarzanie sygnałów14,15. Powszechnie wiadomo, że absorpcja plazmonowa jest liniowo proporcjonalna do intensywności wzbudzenia przy niskich poziomach intensywności. Gdy wzbudzenie jest wystarczająco silne, absorpcja osiąga nasycenie. Co ciekawe, przy wyższych intensywnościach wchłanianie ponownie wzrasta. Te nieliniowe efekty nazywane są odpowiednio absorpcją nasyconą (SA)15-17 i absorpcją odwrotnego nasycenia (RSA)18.

Wiadomo, że dzięki LSPR, rozpraszanie jest szczególnie silne w strukturach plazmonicznych. Opierając się na fundamentalnych parametrach elektromagnetycznych, reakcja rozpraszania w stosunku do intensywności padania powinna być liniowa. Jednak w nanocząstkach rozpraszanie i absorpcja są ściśle powiązane przez teorię Mie i obie mogą być wyrażone w kategoriach rzeczywistych i urojonych części stałej dielektrycznej. Przy założeniu, że pojedynczy GNS zachowuje się jak dipol w oświetleniu świetlnym, współczynnik rozpraszania (Qsca) i współczynnik absorpcji (Qabs) z pojedynczej nanocząstki plazmonicznej zgodnie z teorią Mie można wyrazić jako19

figure-introduction-1

gdzie x wynosi 2πa/λ, a jest promieniem kuli, a m2 jest εm/εd. Tutaj εm i εd odpowiadają stałym dielektrycznym odpowiednio metalu i otaczających dielektryków. Ponieważ postać współczynnika rozpraszania jest podobna do postaci współczynnika absorpcji, oczekuje się, że w pojedynczej plazmonicznej nanocząstce20 zaobserwuje się rozpraszanie nasycone.

Niedawno po raz pierwszy zademonstrowano nieliniowe rozpraszanie nasycone w izolowanej cząstce plazmonicznej21. Godne uwagi jest to, że przy głębokim nasyceniu intensywność rozpraszania w rzeczywistości nieznacznie spadała, gdy intensywność wzbudzenia wzrastała. Jeszcze bardziej niezwykłe jest to, że gdy intensywność wzbudzenia nadal rosła po nasyceniu rozpraszania, intensywność rozpraszania ponownie wzrosła, pokazując efekt odwrotnego rozpraszania nasyconego20. Badania zależne od długości fali i rozmiaru wykazały silny związek między LSPR a rozpraszaniem nieliniowym21. Zależności intensywności i długości fal rozpraszania plazmonicznego są bardzo podobne do zależności absorpcji, co sugeruje wspólny mechanizm leżący u podstaw tych nieliniowych zachowań.

Jeśli chodzi o zastosowania, dobrze wiadomo, że nieliniowość pomaga poprawić rozdzielczość mikroskopii optycznej. W 2007 roku zaproponowano mikroskopię wzbudzenia nasyconego (SAX), która może zwiększyć rozdzielczość poprzez ekstrakcję nasyconego sygnału poprzez czasową sinusoidalną modulację wiązki wzbudzenia22. Mikroskopia SAX opiera się na koncepcji, że w przypadku ogniska laserowego intensywność jest silniejsza w środku niż na obrzeżach. Jeśli sygnał (fluorescencja lub rozpraszanie) wykazuje zachowanie nasycenia, nasycenie musi zaczynać się od środka, podczas gdy odpowiedź liniowa pozostaje na obrzeżach. Dlatego, jeśli istnieje metoda wyodrębnienia tylko części nasyconej, pozostawi ona tylko część środkową, odrzucając część peryferyjną, skutecznie zwiększając w ten sposób rozdzielczość przestrzenną. W zasadzie nie ma dolnej granicy rozdzielczości w mikroskopii SAX, o ile zostanie osiągnięte głębokie nasycenie i nie dojdzie do uszkodzenia próbki z powodu intensywnego oświetlenia.

Wykazano, że rozdzielczość obrazowania fluorescencyjnego może być znacznie zwiększona dzięki zastosowaniu techniki SAX. Jednak fluorescencja cierpi z powodu efektu fotowybielania. Łącząc odkrycie nieliniowości rozpraszania i koncepcję SAX, można zrealizować mikroskopię superrozdzielczą opartą na rozpraszaniu21. W porównaniu z konwencjonalnymi mikroskopami superrozdzielczymi, technika oparta na rozpraszaniu zapewnia nowatorską metodę kontrastu bez wybielania. W artykule przedstawiono opis krok po kroku, aby nakreślić procedury wymagane do uzyskania i wyodrębnienia nieliniowości rozpraszania plazmonicznego. Opisano metody identyfikacji nieliniowości rozpraszania wprowadzanych przez zmianę intensywności zdarzenia. Dostarczonych zostanie więcej szczegółów, aby odkryć, w jaki sposób te nieliniowości wpływają na obrazy pojedynczych nanocząstek i jak można odpowiednio zwiększyć rozdzielczość przestrzenną za pomocą techniki SAX.

Dostęp ograniczony. Zaloguj się lub rozpocznij wersję próbną, aby wyświetlić tę treść.

Protokół

$$\rightleftharpoonup{xx}$$ $$\longleftharp{xx}$$, $$\longrightharp{xx}$$,

1. Przygotowanie próbki GNS

  1. Przed przygotowaniem próbki należy poddać sonikacji 1 ml roztworu koloidu GNS przez co najmniej 15 minut przy częstotliwości około 40 kHz, aby zapobiec agregacji cząstek, która może spowodować przesunięcie piku LSPR.
  2. Upuść 100-200 μl koloidu GNS na szkiełko szkiełkowe z dostępną w handlu powłoką z krzemianu magnezu i glinu (MAS), aby zamocować GNS.
  3. Po co najmniej 1 minucie usuń dodatkowy koloid, przepłukując go wodą destylowaną. Czas oczekiwania zależy od wymaganej gęstości dystrybucji GNS. Zazwyczaj 1-3 minuty dają odpowiednią gęstość, która umożliwia łatwą identyfikację cząstek, ponieważ większość z nich jest odizolowana od siebie. Znaczna agregacja może wystąpić, jeśli czas oczekiwania jest zbyt długi.
  4. Osuszyć próbkę, przepłukując ją azotem gazowym.
  5. (Opcjonalnie) Aby odwzorować GNS na szkle z wysoką rozdzielczością, należy na tym etapie przeprowadzić skaningową mikroskopię elektronową (SEM)23. Przykładowy obraz znajduje się na rysunku 1, przedstawiający gęstość charakterystyczną GNS. Aby uzyskać obraz, należy użyć SEM z emisją pola. Po dodaniu oleju do próbki (następny krok) trudno będzie usunąć olej i obserwować próbkę za pomocą SEM.
  6. Dodaj kroplę oleju o tym samym współczynniku załamania światła na próbkę, aby pokryć GNS i wyeliminować silne odbicie od szklanego podłoża.
  7. Umieść szklankę nakrywkową na próbce i zamknij ją lakierem do paznokci.
  8. Odczekaj co najmniej 5 minut, aż lakier do paznokci wyschnie. Próbka jest już gotowa.

2. Ustawienie domowego mikroskopu konfokalnego

  1. Patrz rysunek 2, aby zapoznać się ze schematem konfiguracji. Dopasuj ścieżkę oświetlenia światłem białym samego korpusu mikroskopu. Włącz halogenowe źródło światła w mikroskopie i postępuj zgodnie z instrukcją producenta mikroskopu, aby uzyskać warunki oświetlenia Köhlera. Upewnij się, że białe wiązki światła halogenowego są prawie równoległe z tyłu apertury obiektywu, częściowo odbite przez rozdzielacz wiązki 50/50, a następnie rozchodzą się w kierunku lasera.
  2. Włącz lusterka galwanowe, aby upewnić się, że pozostają we właściwej pozycji początkowej, czyli w środku zakresu skanowania.
  3. Umieść co najmniej dwie tarcze, wykonane z cienkiego arkusza papieru z koncentrycznymi pierścieniami, wzdłuż ścieżki światła halogenowego i wyrównaj je z wiązką halogenu.
  4. Do wykonania obrazowania należy wybrać laser o długości fali 532 nm. Do wykonywania pomiarów spektroskopowych należy wybrać laser superkontinuum. Podczas wyrównywania moc laserów powinna być mniejsza niż 10 μW na tylnej aperturze obiektywu, aby uniknąć nieliniowości. Następnie skolimuj padającą wiązkę laserową przeciwną do wychodzącej wiązki halogenowej za pomocą dwóch celów. Po zakończeniu tego procesu osiągnięto zgrubne wyrównanie wiązki laserowej.
  5. Ustaw wiązkę lasera przez środek tylnej apertury soczewki obiektywu. Zazwyczaj należy używać obiektywu z olejkiem. Dodać kroplę oleju między soczewkę obiektywu zanurzonego w oleju a próbką GNS. Użyj fotopowielacza (PMT) jako detektora do zbierania sygnałów rozpraszania z GNS.
  6. Umieść otwór o średnicy 20 μm przed PMT, aby zablokować nieostre sygnały rozpraszające. Włącz lustra galwanowe i PMT (za pomocą oprogramowania zbudowanego w domu), dostosuj położenie otworka i wysokość stolika na próbkę, aby zmaksymalizować sygnały rozpraszania wstecznego GNS, a następnie obserwuj pojedynczy GNS na ekranie komputera. Przykładowy obraz xy GNS z prawidłowym wyrównaniem pokazano na rysunku 2B.
  7. Nieznacznie zmień wysokość stolika na próbkę, aby sprawdzić koncentryczność ostrości. Jeśli nie jest koncentryczny, wyreguluj wiązkę za pomocą dwóch luster przed skanerem, aż środek GNS pozostanie w tej samej pozycji, podczas gdy wysokość stolika na próbkę zostanie zmieniona. Upewnij się, że obraz xz PSF jest podobny do rysunku 2C, aby zapewnić prawidłowe wyrównanie wiązki. Przetwarzaj te dwa obrazy za pomocą filtrów dolnoprzepustowych i gładkich Gaussa.

3. Charakterystyka nieliniowości rozpraszania

  1. Przy niskiej intensywności wzbudzenia (poniżej 104 W/cm2) uzyskaj obraz nanocząstek złota, postępując zgodnie z protokołem 2.6.
  2. Otwórz obraz w programie ImageJ (lub dowolnym innym oprogramowaniu do analizy obrazu). Narysuj linię w poprzek jednego z odbiorników GNS na obrazie (patrz rysunek 2B) i użyj opcji Analysis -> Plot profile narzędzi ImageJ, aby pobrać profil intensywności rozpraszania. Dopasuj profil wybranego PSF za pomocą funkcji Gaussa:
    figure-protocol-1
    gdzie y jest wartością odczytu PMT, y0 jest wartością tła (jeśli istnieje), A jest amplitudą szczytu, w jest szerokością, x jest współrzędną przestrzenną, a xc jest współrzędną środkową funkcji Gaussa. FWHM odpowiedniego PSF wynosi (1/2ln2)w. Na podstawie apertury numerycznej (NA) obiektywu, teoretyczne FWHM konfokalnego PSF można oszacować na około 0,43 l/NA, gdzie l jest długością fali wzbudzenia. Porównaj te dwie liczby, aby sprawdzić wyrównanie systemu obrazowania.
  3. Zwiększ intensywność wzbudzenia, ręcznie zmieniając filtr o neutralnej gęstości (ND) na rysunku 2A i zapisz obrazy rozpraszania wstecznego na każdym poziomie intensywności. Weź wartość sygnału rozpraszania ze środka każdego GNS przy różnych intensywnościach wzbudzenia i wykreśl krzywą sygnałów rozpraszania w funkcji intensywności wzbudzenia. Sprawdź liniowość kilku pierwszych punktów, które powinny wykazywać zależność liniową, gdy intensywność wzbudzenia jest odpowiednio niska. Narysuj linię na podstawie liniowego dopasowania kilku pierwszych punktów. Jeśli intensywność rozpraszania kolejnych punktów spadnie poniżej tego trendu liniowego, oznacza to, że nastąpiło nasycenie.
  4. Po zaobserwowaniu rozpraszania nasyconego stopniowo zmniejszaj intensywność poniżej progu nasycenia i ponownie zobrazuj te same GNS, aby zapewnić odwracalność zachowań nieliniowych.

4. Pomiar widma rozpraszania pojedynczej nanosfery złota

  1. Aby zmierzyć widmo rozpraszania wstecznego z pojedynczego GNS, należy użyć lasera superkontinuum jako źródła lasera. Początkowa długość fali lasera waha się od 450 nm do 1 750 nm. Aby usunąć nadmiar mocy podczerwonej, która może spowodować uszkodzenie próbki i elementów optycznych, umieść jedno lub dwa lustra zaraz za laserem superkontinuum, aby odbijać światło widzialne, i użyj zrzutów wiązki do zebrania nadmiaru światła podczerwonego.
  2. Postępuj zgodnie z procedurami wyrównywania w sekcji 2, aby skierować laser superkontinuum do laserowego skaningowego mikroskopu konfokalnego. Użyj szerokopasmowego 50/50 BS, aby zapewnić pokrycie spektralne w całym zakresie widzialnym.
  3. Zrób zdjęcie GNS-ów na szkle. Zlokalizuj pojedynczy GNS na obrazie i skup się na cząsteczce padającego światła szerokopasmowego.
  4. Użyj odwracanego lustra przed PMT, aby skierować sygnał rozpraszania wstecznego w kierunku spektrometru, który jest wyposażony w urządzenie sprzężone z ładunkiem, a następnie zmierz widmo wybranego pojedynczego GNS. Należy uważać, ponieważ widmo w tym miejscu jest mieszaniną rozpraszania GNS i tła spowodowanego odbiciami od innych powierzchni.
  5. Przełącz się z powrotem na detektor PMT i wykonaj kolejny obraz, aby potwierdzić, że pozycja cząstek nie uległa zmianie. Następnie przenieś ostrość do punktu, w którym nie ma żadnej cząstki. Przełącz się z powrotem na spektrometr i weź jeszcze jedno widmo, które reprezentuje tło.
  6. Odejmij widmo tła z kroku 4.5 od widma z kroku 4.4, aby uzyskać wyraźne widmo rozpraszania wstecznego pojedynczego GNS.

5. Wyrównanie mikroskopu SAX

  1. Na rysunku 3 przedstawiono schemat mikroskopu SAX, w którym idealną sinusoidalną modulację czasową uzyskuje się na podstawie częstotliwości dudnień między dwoma modulatorami akustyczno-optycznymi (AOM). Najpierw dostosuj rozmiar wiązki lasera, aby spełnić wymagania kolejnych AOM. Podziel światło laserowe 532 nm na dwie wiązki za pomocą rozdzielacza wiązki 50/50.
  2. Przeprowadź dwie wiązki przez dwa AOM, przy czym jedna wiązka powinna przechodzić przez każdy AOM. Częstotliwości modulacji obu AOM muszą być różne. Na przykład jeden może być na częstotliwości 40 000 MHz, a drugi na częstotliwości 40 010 MHz, co daje częstotliwość różnicową 10 kHz. Ta różnica częstotliwości będzie podstawową częstotliwością modulacji fm dla sygnałów SAX.
  3. Weź wiązki dyfrakcyjne pierwszego rzędu z obu AOM i połącz je za pomocą innego rozdzielacza wiązki 50/50. Wyreguluj lustra za AOM, aby skolimować dwie wiązki.
  4. Dodaj fotodetektor, który jest podłączony do oscyloskopu, aby monitorować modulację czasową. Podziel niewielką część lasera za pomocą szkiełka szkiełkowego i wyślij ją do fotodetektora, jak pokazano na rysunku 3. Przy prawidłowej modulacji i nakładaniu się wiązki obserwuj sinusoidalną modulację intensywności na głównej częstotliwości fm, podobną do przebiegu pokazanego na rysunku 4.
    Uwaga: Tło modulacji musi być jak najniższe, aby osiągnąć maksymalną głębokość modulacji. Ponadto użyj funkcji analizy Fouriera oscyloskopu, aby sprawdzić, czy zniekształcenia harmoniczne modulacji zmniejszają się. Aby osiągnąć pomyślne wdrożenie SAX, należy zapewnić doskonałą sinusoidalną modulację intensywności wzbudzenia przy zminimalizowanej początkowej nieliniowości.
  5. Odłącz wyjście elektryczne fotodetektora od oscyloskopu i podłącz do wejścia odniesienia wzmacniacza lock-in.
  6. Jak pokazano na rysunku 3, ustaw wiązkę lasera w układzie konfokalnym zgodnie z poprzednimi protokołami. Tutaj podłącz wyjście elektryczne PMT do wzmacniacza lock-in jako wejście sygnału.
  7. Użyj pustego szkła nakrywkowego jako próbki i sprawdź liniowość elektrycznego systemu detekcji, stopniowo zwiększając moc wzbudzenia, jak pokazano na rysunku 5, gdzie detektor jest liniowy poniżej wartości odczytu 1-V. We wszystkich kolejnych pomiarach należy uważać, aby ograniczyć odczyt do poziomu poniżej tej wartości.
  8. Ustaw wyjście wzmacniacza lock-in, aby wyeksportować bezwzględną wielkość sygnału napięcia. Zmieniając ustawienie składowej harmonicznej w kanale odniesienia, uzyskaj amplitudy sygnałów SAX, A1, A2 i tak dalej.
  9. Eksport sygnałów liniowych i nieliniowych ze wzmacniacza typu lock-in do karty akwizycji danych, która odbiera również sygnały napięcia sterującego zwierciadeł galvano skanujących raster. Za pomocą dostosowanego programu Labview zsynchronizuj sygnały wzmacniacza lock-in i luster galvano, aby utworzyć obraz.
  10. Aby zoptymalizować stosunek sygnału do szumu w obrazach, należy odpowiednio dobrać czasy akwizycji i integracji pikseli wzmacniacza uzależnionego. Na przykład, gdy główna częstotliwość modulacji fm wzbudzenia wynosi 10 kHz, to znaczy, gdy okres wynosi 100 μs, należy ustawić czas integracji wzmacniacza typu lock-in na co najmniej trzy razy dłuższy niż ten okres. Dodając czas ruchu lustra galwanowego, prędkość akwizycji jest ustawiona na 1,500 pikseli na sekundę w trybie obrazowania SAX.

Dostęp ograniczony. Zaloguj się lub rozpocznij wersję próbną, aby wyświetlić tę treść.

Wyniki

$$\rightleftharpoonup{xx}$$ $$\longleftharp{xx}$$, $$\longrightharp{xx}$$,

Rysunek 6 pokazuje zmierzone widmo z GNS 80 nm. Obliczona krzywa oparta na teorii Mie jest podana na tym samym wykresie, co pokazuje doskonałą zgodność. Szczyt LSPR wynosi około 580 nm. W poniższym eksperymencie długość fali lasera wynosiła 532 nm, co zostało wybrane, ponieważ znajduje się w paśmie plazmonicznym, aby wzmocnić rozpraszanie optyczne z efektem plazmonicznym i umożliwić nasycenie rozpraszania21.

Rysunek 7 przedstawia obrazy rozpraszania...

Dostęp ograniczony. Zaloguj się lub rozpocznij wersję próbną, aby wyświetlić tę treść.

Dyskusja

$$\rightleftharpoonup{xx}$$ $$\longleftharp{xx}$$, $$\longrightharp{xx}$$,

W protokole znajduje się kilka krytycznych kroków. Po pierwsze, podczas przygotowywania próbek gęstość nanocząstek nie powinna być zbyt wysoka, aby uniknąć plazmonicznego sprzężenia między cząstkami. Jeśli dwie lub więcej cząstek znajduje się bardzo blisko siebie, sprzężenie powoduje przesunięcie długości fali LSPR w kierunku dłuższych fal, co znacznie zmniejsza nieliniowość. Jednak ta technika obrazowania w rzeczywistości odwzorowuje rozkład modów plazmonicznych, a nie same cząstki. W związku z tym oczekuje się, że przy...

Dostęp ograniczony. Zaloguj się lub rozpocznij wersję próbną, aby wyświetlić tę treść.

Oświadczenia

$$\rightleftharpoonup{xx}$$ $$\longleftharp{xx}$$, $$\longrightharp{xx}$$,

Autorzy oświadczają, że nie mają konkurencyjnych interesów finansowych.

Podziękowania

$$\rightleftharpoonup{xx}$$ $$\longleftharp{xx}$$, $$\longrightharp{xx}$$,

Ta praca jest wspierana przez Ministerstwo Nauki i Technologii pod NSC-101-2923-M-002-001-MY3 i NSC-102-2112-M-002-018-MY3. Badania te są również wspierane przez Japońskie Towarzystwo Promocji Nauki (JSPS) w ramach "Programu Finansowania dla Czołowych Naukowców Nowej Generacji na Świecie (NEXT Program)", zainicjowanego przez Radę ds. Polityki Naukowej i Technologicznej (CSTP) oraz Azjatycki Program CORE JSPS.

Dostęp ograniczony. Zaloguj się lub rozpocznij wersję próbną, aby wyświetlić tę treść.

Materiały

Lista materiałów użytych w tym artykule
NazwaFirmaNumer katalogowyKomentarze
korpus mikroskopuOlympus, JaponiaSoczewka obiektywowa BX-51
Olympus, JaponiaUPlanSapo, 100X, NA 1.4
80-nm złoty koloidBBI Solutions, Wielka BrytaniaEM. Laser superkontinuum GC80
Fianium, Wielka BrytaniaSC400-2-PP
szerokopasmowe lustra dielektryczneThorlabs, USAEmisja pola BB1-E02
SEMJEOL, JaponiaJSM-6330Fopcjonalny
spektrometrAndor Technology, Wielka BrytaniaShamrock 163
Andor Technology, Wielka BrytaniaiDus Modulatory akustyczno-optyczne DV420A-OE
IntraAction Corp., USAAOM-402AF1
wzmacniacz blokującyStanford Research Systems, USASR-830
Szkło ślizgowe powlekane MASMatsunami Glass, Japonia,S9215
Urządzenie ze sprzężeniem ładunkowym

Bibliografia

$$\rightleftharpoonup{xx}$$ $$\longleftharp{xx}$$, $$\longrightharp{xx}$$,
  1. Fang, N., Lee, H., Sun, C., Zhang, X. Sub-diffraction-limited optical imaging with a silver superlens. Science. 308 (5721), 534-537 (2005).
  2. Lee, B., Kim, S., Kim, H., Lim, Y. The use of plasmonics in light beaming and focusing. 34 (2), 47-87 (2010).
  3. Lal, S., Link, S., Halas, N. J. Nano-optics from sensing to waveguiding. Nature Photon. 1 (11), 641-648 (2007).
  4. Kawata, S., Inouye, Y., Verma, P. Plasmonics for near-field nano-imaging and superlensing. Nature Photon. 3 (7), 388-394 (2009).
  5. Homola, J., Yee, S. S., Gauglitz, G. Surface plasmon resonance sensors: review. Sensor. Actuat. B-Chem. 54 ((1-2)), 3-15 (1999).
  6. Nie, S., Emory, S. R. Probing single molecules and single nanoparticles by surface-enhanced Raman scattering. Science. 275 (5303), 1102-1106 (1997).
  7. Hache, F., Ricard, D., Flytzanis, C. Optical nonlinearities of small metal particles - surface-mediated resonance and quantum size effects. J. Opt. Soc. Am. B. 3 (12), 1647-1655 (1986).
  8. Balamurugan, B., Maruyama, T. Evidence of an enhanced interband absorption in Au nanoparticles: Size-dependent electronic structure and optical properties. Applied Physics Letters. 87 (14), 143105(2005).
  9. Link, S., El-Sayed, M. A. Size and temperature dependence of the plasmon absorption of colloidal gold nanoparticles. J. Phys. Chem. B. 103 (21), 4212-4217 (1999).
  10. Kelly, K. L., Coronado, E., Zhao, L. L., Schatz, G. C. The optical properties of metal nanoparticles: The influence of size, shape, and dielectric environment. J. Phys. Chem B. 107 (3), 668-677 (2003).
  11. Kauranen, M., Zayats, A. V. Nonlinear plasmonics. Nature Photon. 6 (11), 737-748 (2012).
  12. Homola, J. Present and future of surface plasmon resonance biosensors. Anal Bioanal Chem. 377 (3), 528-539 (2003).
  13. Jain, P. K., El-Sayed, I. H., El-Sayed, M. A. Au nanoparticles target cancer. Nano Today. 2 (1), 18-29 (2007).
  14. Wada, O. Femtosecond all-optical devices for ultrafast communication and signal processing. New J. Phys. 6 (183), Forthcoming.
  15. Elim, H. I., Yang, J., Lee, J. Y., Mi, J., Ji, W. Observation of saturable and reverse-saturable absorption at longitudinal surface plasmon resonance in gold nanorods. Appl. Phys. Lett. 88 (8), 083107(2006).
  16. Ros, I., Schiavuta, P., Bello, V., Mattei, G., Bozio, R. Femtosecond nonlinear absorption of gold nanoshells at surface plasmon resonance. Phys. Chem. Chem. Phys. 12 (41), 13692-13698 (2010).
  17. De Boni, L., Wood, E. L., Toro, C., Hernandez, F. E. Optical Saturable Absorption in Gold Nanoparticles. Plasmonics. 3 (4), 171-176 (2008).
  18. Gurudas, U., et al. Saturable and reverse saturable absorption in silver nanodots at 532 nm using picosecond laser pulses. J. Appl. Phys. 104 (7), 073107(2008).
  19. Bohren, C. F., Huffman, D. R. Absorption and scattering of light by small particles. , John Wiley & Sons Inc. (1983).
  20. Chu, S. W., et al. Saturation and reverse saturation of scattering in a single plasmonic nanoparticle. ACS Photon. 1 (1), 32-37 (2014).
  21. Chu, S. W., et al. Measurement of a saturated emission of optical radiation from gold nanoparticles: application to an ultrahigh resolution microscope. Phys. Rev. Lett. 112 (1), 017402(2014).
  22. Fujita, K., Kobayashi, M., Kawano, S., Yamanaka, M., Kawata, S. High-resolution confocal microscopy by saturated excitation of fluorescence. Phys. Rev. Lett. 99 (22), 228105(2007).
  23. Smith, K. C. A., Oatley, C. W. The scanning electron microscope and its fields of application. Brit. J.Appl. Phys. 6 (11), (1955).
  24. Yu, J. Y., et al. A diffraction-limited scanning system providing broad spectral range for laser scanning microscopy. Rev. Sci. Instru. 80 (11), 113704(2009).
  25. Lee, H., et al. Point spread function analysis with saturable and reverse saturable scattering. Opt. Express. 22 (21), 26016-26022 (2014).
  26. Gustafsson, M. G. L. Nonlinear structured-illumination microscopy: Wide-field fluorescence imaging with theoretically unlimited resolution. Proc. Natl. Acad. Sci. U. S. A. 102 (37), 13081-13086 (2005).
  27. Yonemaru, Y., Yamanaka, M., Smith, N. I., Kawata, S., Fujita, K. Saturated Excitation Microscopy with Optimized Excitation Modulation. ChemPhysChem. 15 (4), 743-749 (2014).
  28. Betzig, E., et al. Imaging intracellular fluorescent proteins at nanometer resolution. Science. 313 (5793), 1642-1645 (2006).
  29. Hell, S. W. Far-field optical nanoscopy. Science. 316 (5828), 1153-1158 (2007).
  30. Huang, B., Wang, W. Q., Bates, M., Zhuang, X. W. Three-dimensional super-resolution imaging by stochastic optical reconstruction microscopy. Science. 319 (5864), 810-813 (2008).
  31. Heintzmann, R., Jovin, T. M., Cremer, C. Saturated patterned excitation microscopy - a concept for optical resolution improvement. J. Opt. Soc. Am. A. 19 (8), 1599-1609 (2002).
  32. Tzang, O., Pevzner, A., Marvel, R. E., Haglund, R. F., Cheshnovsky, O. Super-Resolution in Label-Free Photomodulated Reflectivity. Nano Lett. 15 (2), 1362-1367 (2015).

Dostęp ograniczony. Zaloguj się lub rozpocznij wersję próbną, aby wyświetlić tę treść.

Przedruki i uprawnienia

Poproś o pozwolenie na ponowne wykorzystanie tekstu lub ilustracji tego artykułu JoVE

Poproś o pozwolenie

Tagi

Nieliniowo rozpraszaniarozpraszanie nasycalneodwr cone nasyceniemikroskopia superrozdzielczaz ote nanokulelokalny rezonans plazmonowy powierzchnimikroskopia z nasyconym wzbudzeniemoptyka nieliniowamikroskopia konfokalna

Powiązane artykuły