Subskrypcja JoVE jest wymagana do oglądania tego materiału. Zaloguj się lub rozpocznij bezpłatny okres próbny.

Artykuł metodologiczny

Pomiar nieliniowości rozpraszania od pojedynczej nanocząstki plazmonicznej

12.6K wyświetleń

⸱

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

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

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

Badania nad plazmoniką wzbudziły duże zainteresowanie ze względu na jej zastosowania w wielu różnych dziedzinach1-4. Jednym z najintensywniej badanych obszarów plazmoniki jest plazmonika powierzchniowa, w której kolektywne oscylacje elektronów przewodnictwa sprzęgają się z zewnętrzną falą elektromagnetyczną na granicy między metalem a dielektrykiem. Plazmonikę powierzchniową badano pod kątem potencjalnych zastosowań w optyce podfalowej, biofotonice i mikroskopii5,6. Silne wzmocnienie pola w ultramałej objętości nanocząstek metalicznych wynikające z lokalnego rezonansu plazmonowego powierzchni (LSPR) przyciągnęło znaczną uwagę nie tylko ze względu na wyjątkową czułość na rozmiary i kształty cząstek oraz właściwości dielektryczne otaczającego ośrodka7-10, ale także ze względu na zdolność do wzmacniania z natury słabych nieliniowych efektów optycznych11. Wyjątkowa czułość LSPR jest cenna w technikach biosensorowych i obrazowania w bliskim polu12,13. Z drugiej strony, zwiększona nieliniowość struktur plazmonicznych może być wykorzystana w zintegrowanych obwodach fotonicznych w takich zastosowaniach jak przełączanie optyczne i całkowicie optyczne przetwarzanie sygnałów14,15. Powszechnie wiadomo, że absorpcja plazmoniczna jest liniowo proporcjonalna do natężenia wzbudzenia przy niskich poziomach natężenia. Gdy wzbudzenie jest wystarczająco silne, absorpcja osiąga nasycenie. Co ciekawe, przy wyższych natężeniach absorpcja ponownie wzrasta. Efekty nieliniowe te nazywa się odpowiednio absorpcją nasycalną (SA)15-17 oraz odwróconą absorpcją nasycalną (RSA)18.

Znane jest to, że ze względu na LSPR rozpraszanie jest szczególnie silne w strukturach plazmonicznych. W oparciu o fundamentalną elektromagnetykę odpowiedź rozpraszania w funkcji intensywności padania powinna być liniowa. Jednak w nanocząsteczkach rozpraszanie i absorpcja są ściśle powiązane za pomocą teorii Mie, a oba te procesy można wyrazić za pomocą części rzeczywistej i urojonej stałej dielektrycznej. Przy założeniu, że pojedyncza GNS zachowuje się jak dipol pod wpływem oświetlenia, współczynnik rozpraszania (Qsca) oraz współczynnik absorpcji (Qabs) dla pojedynczej plazmonicznej nanocząsteczki zgodnie z teorią Mie mogą zostać wyrażone jako19

Równania rozpraszania elektromagnetycznego, schemat, analiza wzorów na Q_sca i Q_ext.

gdzie x wynosi 2πa/λ, a to promień sfery, a m2 to εm/εd. Tutaj εm oraz εd odpowiadają odpowiednio stałym dielektrycznym metalu i otaczających go dielektryków. Ponieważ postać współczynnika rozpraszania jest podobna do postaci współczynnika absorpcji, oczekuje się zatem zaobserwowania rozpraszania nasycalnego w pojedynczej plazmonicznej nanocząsteczce20.

Niedawno po raz pierwszy zademonstrowano nieliniowe rozpraszanie nasycalne w izolowanej cząstce plazmonicznej21. Co zdumiewające, przy głębokim nasyceniu intensywność rozpraszania w rzeczywistości nieznacznie spadła wraz ze wzrostem intensywności wzbudzenia. Jeszcze bardziej niezwykłe jest to, że gdy intensywność wzbudzenia nadal rosła po nasyceniu rozpraszania, intensywność rozpraszania ponownie wzrosła, wykazując efekt odwrotnego rozpraszania nasycalnego20. Badania zależne od długości fali i rozmiaru wykazały silny związek między LSPR a rozpraszaniem nieliniowym21. Zależności rozpraszania plazmonicznego od intensywności i długości fali są bardzo podobne do zależności absorpcji, co sugeruje wspólny mechanizm leżący u podstaw tych nieliniowych zachowań.

W odniesieniu do zastosowań powszechnie wiadomo, że nieliniowość pomaga w poprawie rozdzielczości mikroskopii optycznej. W 2007 roku zaproponowano mikroskopię z nasyconym wzbudzeniem (SAX), która może zwiększać rozdzielczość poprzez wyodrębnienie sygnału nasyconego za pomocą czasowej modulacji sinusoidalnej wiązki wzbudzającej22. Mikroskopia SAX opiera się na koncepcji, zgodnie z którą w ognisku lasera natężenie w centrum jest silniejsze niż na obrzeżach. Jeśli sygnał (fluorescencja lub rozproszenie) wykazuje zjawisko nasycenia, musi ono rozpocząć się od centrum, podczas gdy na obrzeżach utrzymuje się odpowiedź liniowa. Zatem, jeśli istnieje metoda wyodrębnienia wyłącznie części nasyconej, pozostanie tylko centralna część przy jednoczesnym odrzuceniu części peryferyjnej, co skutecznie zwiększa rozdzielczość przestrzenną. W zasadzie w mikroskopii SAX nie istnieje dolny limit rozdzielczości, o ile osiągnięte zostanie głębokie nasycenie i nie dojdzie do uszkodzenia próbki w wyniku intensywnego oświetlenia.

Wykazano, że rozdzielczość obrazowania fluorescencyjnego można znacznie zwiększyć, wykorzystując technikę SAX. Jednakże fluorescencja jest podatna na efekt fotoblaknięcia. Poprzez połączenie odkrycia nieliniowości rozpraszania z koncepcją SAX możliwe jest stworzenie mikroskopii superrozdzielczej opartej na rozpraszaniu21. W porównaniu z konwencjonalnymi mikroskopiami superrozdzielczymi, technika oparta na rozpraszaniu zapewnia nowatorską metodę kontrastowania bez efektu blaknięcia. W niniejszej pracy przedstawiono szczegółowy opis procedur niezbędnych do uzyskania i wyodrębnienia nieliniowości rozpraszania plazmonicznego. Opisano metody identyfikacji nieliniowości rozpraszania wywołanych zmianą natężenia światła padającego. Przedstawiono również szczegóły wyjaśniające, w jaki sposób nieliniowości te wpływają na obrazy pojedynczych nanocząstek oraz w jaki sposób rozdzielczość przestrzenna może zostać odpowiednio zwiększona za pomocą techniki SAX.

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

Protokół

1. Przygotowanie próbek GNS

  1. Przed przygotowaniem próbki poddaj 1 ml roztworu koloidalnego GNS sonikacji przez co najmniej 15 min przy częstotliwości około 40 kHz, aby zapobiec agregacji cząstek, która może spowodować przesunięcie piku LSPR.
  2. Nanieś 100-200 µl koloidu GNS na szkiełko przedmiotu z komercyjną powłoką z krzemianu magnezowo-glinowego (MAS) w celu unieruchomienia GNS.
  3. Po co najmniej 1 min usuń nadmiar koloidu, płucząc go wodą destylowaną. Czas oczekiwania zależy od wymaganej gęstości rozmieszczenia GNS. Zazwyczaj 1-3 min pozwala uzyskać odpowiednią gęstość, która umożliwia łatwą identyfikację cząstek, ponieważ większość z nich jest od siebie odizolowana. Zbyt długi czas oczekiwania może doprowadzić do znacznej agregacji.
  4. Osusz próbkę poprzez przedmuchiwanie gazem azotowym.
  5. (Opcjonalnie) Aby zmapować GNS na szkle z wysoką rozdzielczością, przeprowadź na tym etapie skaningową mikroskopię elektronową (SEM)23. Przykładowy obraz przedstawiono na Rysunku 1, ukazując charakterystyczną gęstość GNS. Do wykonania obrazu użyj SEM z emisją polową. Po dodaniu oleju na próbkę (następny krok) usunięcie go w celu obserwacji próbki za pomocą SEM będzie trudne.
  6. Nanieś na próbkę kroplę oleju o tym samym współczynniku załamania światła, aby pokryć GNS i wyeliminować silne odbicie od szklanego podłoża.
  7. Umieść szkiełko nakrywkowe na próbce i uszczelnij je lakierem do paznokci.
  8. Odczekaj co najmniej 5 min do wyschnięcia lakieru. Próbka jest teraz gotowa.

2. Ustawienie własnoręcznie zbudowanego mikroskopu konfokalnego

  1. Schemat układu przedstawiono na Rysunku 2. Wyreguluj ścieżkę oświetlenia białym światłem w samym korpusie mikroskopu. Włącz halogenowe źródło światła mikroskopu i postępuj zgodnie z instrukcją producenta mikroskopu, aby uzyskać warunki oświetlenia Köhlera. Upewnij się, że białe wiązki światła halogenowego są niemal równoległe przy tylnej aperturze obiektywu, częściowo odbite przez dzielnik wiązki 50/50, a następnie rozchodzą się w stronę lasera.
  2. Włącz lustra galwanometryczne, aby upewnić się, że pozostają one w prawidłowej pozycji początkowej, tj. w centrum zakresu skanowania.
  3. Umieść co najmniej dwa cele, wykonane z cienkiego arkusza papieru z koncentrycznymi pierścieniami, wzdłuż ścieżki światła halogenowego i wyrównaj je z wiązką halogenową.
  4. Do obrazowania wybierz laser 532 nm. Do pomiarów spektroskopowych wybierz laser superkontinuum. Podczas regulacji moc laserów przy tylnej aperturze obiektywu powinna być mniejsza niż 10 μW, aby uniknąć nieliniowości. Następnie skolimuj padającą wiązkę laserową przeciwlegle do wychodzącej wiązki halogenowej z pomocą dwóch celów. Po zakończeniu tego procesu wstępna regulacja wiązki laserowej zostanie osiągnięta.
  5. Wyrównaj wiązkę laserową przez środek tylnej apertury soczewki obiektywu. Zazwyczaj stosuje się obiektyw imersyjny olejowy. Nałóż kroplę oleju pomiędzy obiektyw imersyjny a próbkę GNS. Jako detektor do zbierania sygnałów rozproszenia GNS zastosuj fotopowielacz (PMT).
  6. Umieść otwór o średnicy 20 µm przed PMT, aby zablokować sygnały rozproszenia poza ogniskiem. Włącz lustra galwanometryczne i PMT (za pomocą autorskiego oprogramowania), dostosuj pozycję otworu oraz wysokość stolika z próbką, aby zmaksymalizować sygnały wstecznego rozproszenia GNS, a następnie obserwuj pojedynczą cząstkę GNS na ekranie komputera. Przykładowy obraz xy GNS przy prawidłowym wyrównaniu przedstawiono na Rysunku 2B.
  7. Nieznacznie zmień wysokość stolika z próbką, aby sprawdzić koncentryczność ogniska. Jeśli nie jest ono koncentryczne, reguluj wiązkę za pomocą dwóch luster przed skanerem, dopóki centrum GNS nie pozostanie w tej samej pozycji podczas zmiany wysokości stolika z próbką. Upewnij się, że obraz xz PSF jest podobny do Rysunku 2C, aby zapewnić prawidłowe wyrównanie wiązki. Przetwórz oba obrazy za pomocą filtrów dolnoprzepustowych i wygładzania Gaussa.

3. Charakterystyka nieliniowości rozpraszania

  1. Przy niskiej intensywności wzbudzenia (poniżej 104 W/cm2) wykonaj obrazowanie nanocząsteczek złota zgodnie z protokołem 2.6.
  2. Otwórz obraz w programie ImageJ (lub innym oprogramowaniu do analizy obrazu). Przeciągnij linię przez jedną z GNS na obrazie (patrz Rysunek 2B), a następnie użyj funkcji Analysis -> Plot profile w narzędziach ImageJ, aby uzyskać profil intensywności rozproszenia. Dopasuj profil wybranej PSF do funkcji Gaussa:
    Wzór funkcji Gaussa do dopasowania piku w analizie danych.
    gdzie y to wartość odczytu PMT, y0 to wartość tła (jeśli występuje), A to amplituda piku, w to szerokość, x to współrzędna przestrzenna, a xc to współrzędna środka funkcji Gaussa. FWHM odpowiadającej PSF wynosi (½ln2)w. Na podstawie apertury numerycznej (NA) obiektywu teoretyczną wartość FWHM konfokalnej PSF można oszacować na około 0.43l/NA, gdzie l to długość fali wzbudzenia. Porównaj te dwie wartości, aby sprawdzić ustawienie systemu obrazowania.
  3. Zwiększ intensywność wzbudzenia, ręcznie zmieniając filtr neutralnej gęstości (ND) przedstawiony na Rysunku 2A, i zarejestruj obrazy rozproszenia wstecznego dla każdego poziomu intensywności. Odczytaj wartość sygnału rozproszenia ze środka każdej GNS przy różnych intensywnościach wzbudzenia i nanieś na wykres zależność sygnałów rozproszenia od intensywności wzbudzenia. Sprawdź liniowość pierwszych kilku punktów, które powinny wykazywać relację liniową, gdy intensywność wzbudzenia jest wystarczająco niska. Wyznacz linię na podstawie dopasowania liniowego pierwszych kilku punktów. Jeśli intensywności rozproszenia w kolejnych punktach spadną poniżej tego trendu liniowego, oznacza to wystąpienie nasycenia.
  4. Po zaobserwowaniu nasycalnego rozproszenia stopniowo zmniejsz intensywność poniżej progu nasycenia i ponownie wykonaj obrazowanie tych samych GNS, aby potwierdzić odwracalność zjawisk nieliniowych.

4. Pomiar widma rozproszenia pojedynczej złotej nanosfery

  1. Aby zmierzyć widmo rozproszenia wstecznego z pojedynczej GNS, należy zastosować laser supercontinuum jako źródło laserowe. Początkowa długość fali lasera mieści się w zakresie od 450 nm do 1 750 nm. W celu usunięcia nadmiaru mocy w podczerwieni, która mogłaby uszkodzić próbkę i komponenty optyczne, należy umieścić jedno lub dwa lustra bezpośrednio za laserem supercontinuum w celu odbicia światła widzialnego, a do zebrania nadmiaru światła podczerwonego wykorzystać pułapki wiązki.
  2. Należy postępować zgodnie z procedurami wyrównania opisanymi w Sekcji 2, aby skierować laser supercontinuum do konfokalnego mikroskopu skaningowego. Należy użyć szerokopasmowego BS 50/50, aby zapewnić pokrycie spektralne w całym zakresie widzialnym.
  3. Należy pozyskać obraz GNS na szkle. W obrazie należy zlokalizować pojedynczą GNS i ustawić ostrość padającego światła szerokopasmowego na cząstce.
  4. Przy użyciu lustra odchylającego przed PMT należy skierować sygnał rozproszenia wstecznego do spektrometru wyposażonego w urządzenie CCD, a następnie zarejestrować widmo wybranej pojedynczej GNS. Należy pamiętać, że uzyskane widmo jest mieszaniną rozproszenia GNS oraz tła wynikającego z odbić od innych powierzchni.
  5. Należy powrócić do detektora PMT i wykonać kolejny obraz, aby potwierdzić, że pozycja cząstki nie uległa zmianie. Następnie należy przesunąć punkt ostrości w miejsce, w którym nie ma cząstki. Należy ponownie przełączyć na spektrometr i zarejestrować kolejne widmo, które będzie reprezentować tło.
  6. Należy odjąć widmo tła z kroku 4.5 od widma z kroku 4.4, aby uzyskać czyste widmo rozproszenia wstecznego pojedynczej GNS.

5. Ustawienie mikroskopu SAX

  1. Schemat mikroskopu SAX przedstawiono na Rysunku 3, gdzie idealna sinusoidalna modulacja czasowa jest uzyskiwana z częstotliwości dudnienia między dwoma modulatorami akustyczno-optycznymi (AOM). Najpierw należy dostosować rozmiar wiązki lasera do wymagań kolejnych modulatorów AOM. Promień lasera o długości fali 532 nm należy podzielić na dwie wiązki za pomocą dzielnika wiązki 50/50.
  2. Dwie wiązki należy przeprowadzić przez dwa modulatory AOM, tak aby każda z nich przechodziła przez osobny AOM. Częstotliwości modulujące obu modulatorów AOM muszą być różne. Na przykład jedna może wynosić 40,000 MHz, a druga 40,010 MHz, co daje częstotliwość różnicową 10 kHz. Ta częstotliwość różnicowa będzie podstawową częstotliwością modulacji fm dla sygnałów SAX.
  3. Należy pobrać wiązki dyfrakcyjne pierwszego rzędu z obu modulatorów AOM i połączyć je za pomocą kolejnego dzielnika wiązki 50/50. Lustra za modulatorami AOM należy ustawić w taki sposób, aby skolimować obie wiązki.
  4. Należy dodać fotodetektor podłączony do oscyloskopu w celu monitorowania modulacji czasowej. Małą część wiązki lasera należy oddzielić za pomocą płytki szklanej i skierować na fotodetektor, jak pokazano na Rysunku 3. Przy prawidłowej modulacji i nakładaniu się wiązek można zaobserwować sinusoidalną modulację intensywności o częstotliwości głównej fm, podobną do przebiegu pokazanego na Rysunku 4.
    Uwaga: Tło modulacji powinno być jak najniższe, aby osiągnąć maksymalną głębokość modulacji. Ponadto należy użyć funkcji analizy Fouriera w oscyloskopie, aby sprawdzić, czy zniekształcenia harmoniczne modulacji maleją. Aby pomyślnie zaimplementować SAX, należy zapewnić idealną sinusoidalną modulację intensywności wzbudzenia z zminimalizowaną początkową nieliniowością.
  5. Wyjście elektryczne fotodetektora należy odłączyć od oscyloskopu i podłączyć do wejścia referencyjnego wzmacniacza lock-in.
  6. Zgodnie z Rysunkiem 3, wiązkę lasera należy wprowadzić do systemu konfokalnego, postępując zgodnie z poprzednimi protokołami. Tutaj wyjście elektryczne PMT należy podłączyć do wzmacniacza lock-in jako wejście sygnałowe.
  7. Jako próbkę należy zastosować czyste szkiełko przykrywowe i sprawdzić liniowość elektrycznego systemu detekcji poprzez stopniowe zwiększanie mocy wzbudzenia, jak pokazano na Rysunku 5, gdzie detektor wykazuje liniowość poniżej wartości odczytu 1-V. We wszystkich kolejnych pomiarach należy dbać o to, aby odczyt nie przekraczał tej wartości.
  8. Wyjście wzmacniacza lock-in należy ustawić tak, aby eksportowało bezwzględną wartość sygnału napięciowego. Poprzez zmianę ustawienia składowej harmonicznej na kanale referencyjnym można uzyskać amplitudy sygnałów SAX, A1, A2 i tak dalej.
  9. Sygnały liniowe i nieliniowe ze wzmacniacza lock-in należy eksportować do karty akwizycji danych, która odbiera również sygnały napięcia sterującego galwanometrycznymi lustrami skanującymi. Za pomocą dostosowanego programu Labview należy zsynchronizować sygnały ze wzmacniacza lock-in i luster galwanometrycznych w celu utworzenia obrazu.
  10. Aby zoptymalizować stosunek sygnału do szumu na obrazach, należy odpowiednio dobrać czas akwizycji pikseli oraz czas całkowania wzmacniacza lock-in. Na przykład, gdy główna częstotliwość modulacji wzbudzenia fm wynosi 10 kHz, czyli gdy okres wynosi 100 µsec, czas całkowania wzmacniacza lock-in należy ustawić na co najmniej trzykrotność tego okresu. Uwzględniając czas ruchu luster galwanometrycznych, prędkość akwizycji w trybie obrazowania SAX ustawia się na 1 500 pikseli na sekundę.

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

Wyniki

Rysunek 6 przedstawia zmierzone widmo dla GNS o rozmiarze 80 nm. Na tym samym wykresie naniesiono krzywą obliczoną na podstawie teorii Mie, wykazującą doskonałą zgodność. Pik LSPR znajduje się w okolicach 580 nm. W kolejnym eksperymencie zastosowano długość fali lasera 532 nm, którą wybrano ze względu na jej położenie wewnątrz pasma plazmonowego, aby wzmocnić rozpraszanie optyczne poprzez efekt plazmonowy i umożliwić nasycenie rozpraszania21.

Rycina 7

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

Dyskusja

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

Autorzy oświadczają, że nie mają konkurencyjnych interesów finansowych.

Podziękowania

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

  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

Tagi

Nieliniowość rozpraszaniarozpraszanie nasycalneodwrócone nasyceniemikroskopia superrozdzielczazłote nanokulelokalny rezonans plazmonowy powierzchnimikroskopia z nasyconym wzbudzeniemoptyka nieliniowamikroskopia konfokalna
Pomiar nieliniowości rozpraszania od pojedynczej nanocząstki plazmonicznej
Skontaktuj się z nami
Poleć bibliotece

Prywatność

Warunki korzystania z usługi

Zasady

Prawa autorskie © 2026 MyJoVE Corporation. Wszelkie prawa zastrzeżone.