Artykuł metodologiczny

Budowa i działanie napędzanego światłem układu silnika obrotowego Gold Nanorod

10K wyświetleń

⸱

DOI:

10.3791/57947

⸱

30 czerwca 2018

 ,  , 
1Department of Physics, Chalmers University of Technology

W tym artykule

Podsumowanie

Plazmoniczne nanopręty złota mogą być uwięzione w cieczach i obracane z częstotliwością kHz za pomocą pęsety optycznej o polaryzacji kołowej. Wprowadzenie narzędzi do analizy dynamiki Browna i spektroskopii rozpraszania światła prowadzi do powstania potężnego systemu do badań i zastosowań w wielu dziedzinach nauki.

Streszczenie

Możliwość generowania i mierzenia rotacji i momentu obrotowego w nanoskali jest fundamentalnym przedmiotem zainteresowania dla badań i zastosowania biologicznych i sztucznych nanosilników i może dostarczyć nowych dróg do analizy pojedynczych komórek, badań termodynamiki nierównowagowej i mechanicznego uruchamiania systemów w nanoskali. Łatwym sposobem napędzania rotacji jest użycie skupionego światła laserowego spolaryzowanego kołowo w pęsetach optycznych. Dzięki takiemu podejściu, nanocząstki metaliczne mogą być eksploatowane jako wysoce wydajne silniki obrotowe napędzane rozpraszaniem, obracające się z niespotykaną częstotliwością rotacji w wodzie.

W tym protokole opisujemy budowę i działanie pęsety optycznej o polaryzacji kołowej do rotacji nanocząstek oraz opisujemy oprzyrządowanie potrzebne do rejestracji dynamiki Browna i rozpraszania Rayleigha uwięzionej cząstki. Widma ruchu rotacyjnego i rozpraszania dostarczają niezależnych informacji na temat właściwości nanocząstki i jej bezpośredniego otoczenia. Platforma doświadczalna okazała się przydatna jako nanoskopowy miernik lepkości i lokalnej temperatury, do śledzenia zmian morfologicznych nanoprętów i powłok molekularnych, a także jako przetwornik i sonda procesów fototermicznych i termodynamicznych.

Wprowadzenie

Metody przedstawione w tym artykule powielają te używane w naszej poprzedniej pracy1 do badania nanoskalowych efektów fototermicznych wpływających na napędzane światłem złote silniki obrotowe nanoprętów. Warianty eksperymentalnej platformy zostały wykorzystane w kilku powiązanych publikacjach2,3,4,5,6,7,8,9.

Pęsety optyczne są powszechnie używane do kontrolowania pozycji, siły i liniowego przenoszenia pędu w małych skalach długości w fizyce, biologii i inżynierii10,11,12,13,14. Moment pędu przenoszony przez światło spolaryzowane kołowo może być wykorzystany do dodatkowej kontroli ruchu, ponieważ w sposób ciągły przenosi moment obrotowy na uwięzione obiekty15. Łącząc optyczny liniowy i kątowy transfer pędu, możliwe jest konstruowanie nieinwazyjnych nanosilników obrotowych o potencjale do różnych zastosowań, takich jak dostarczanie leków do pojedynczych komórek16,17, nanoscale surgery18 oraz active nanofluidics19, między innymi.

Używając metalicznych nanocząstek jako przedmiotu manipulacji sterowanej światłem, można wykorzystać zalety zlokalizowanych powierzchniowych rezonansów plazmonowych (LSPR), które zapewniają duże przekroje optyczne, wysoką wrażliwość na zmiany środowiskowe i duże ulepszenia pola20,21,22,23. Doprowadziło to do wielu badań na pograniczu plazmoniki i manipulacji optycznej8,24,25,26,27. Silna interakcja światło-materia zapewniona przez LSPR umożliwiła nam zaprojektowanie platformy, na której pęseta laserowa o polaryzacji kołowej jest w stanie napędzać złote nanopręty do obracania się z rekordową częstotliwością rotacji w wodzie2. Śledząc ruchy Browna obracającego się nanopręta, można uzyskać szczegółowe informacje o jego otoczeniu i temperaturze3,5. Jednoczesna analiza spektroskopowa zapewnia dodatkowy, niezależny kanał informacyjny do analizy lokalnej temperatury i stabilności morfologicznej obracającego się nanorod1. Do badania i stosowania ruchu obrotowego w pęsetach optycznych wykorzystano szereg systemów i konfiguracji, generując ważne informacje w terenie15,28,29,30,31,32. Jednak większość z tych badań dotyczyła obiektów o średnicy kilku mikrometrów, podczas gdy pojedynczy nanopręt daje dostęp do reżimu wielkości nanometrów. Ponadto, gdy nanopręty złota są używane jako nanosilnik obrotowy, moment obrotowy jest efektywnie przenoszony głównie poprzez rozpraszanie2,33. Zmniejsza to ryzyko przegrzania uwięzionej cząstki3,34,35.

W poniższej metodzie opisujemy kroki wymagane do zbudowania systemu zdolnego do efektywnego optycznego pułapkowania i rotacji nanocząstek metalu. Rozważane w tych badaniach złote nanopręty mają duże przekroje czynne rozpraszania, a ciśnienie promieniowania okazuje się silniejsze niż przeciwdziałająca siła gradientu w kierunku propagacji. Aby nadal ograniczać cząstki w 3D, wykorzystujemy równowagę sił między odpychaniem kulombowskim od powierzchni szkła a siłą rozpraszania lasera w kierunku propagacji. Ta konfiguracja pułapkowania 2D znacznie rozszerza zakres cząstek, które można wychwycić, w porównaniu ze standardowymi pęsetami optycznymi 3D i można ją łatwo połączyć z obrazowaniem optycznym i spektroskopią w ciemnym polu.

Uwięziona i obracająca się nanocząstka metalu oddziałuje ze swoim otoczeniem, a szczegółowe informacje na temat tej interakcji zawarte są w jej ruchach i właściwościach spektralnych. Po opisaniu sposobu konstruowania pęsety optycznej o polaryzacji kołowej, nakreślamy również, jak zintegrować oprzyrządowanie do sondowania dynamiki rotacji i pomiaru widm rozpraszania Rayleigha w układzie eksperymentalnym. Rezultatem jest wszechstronna platforma do badań zjawisk rotacji w nanoskali w fizyce, chemii i biologii.

Ten protokół zakłada, że badacz ma dostęp do odpowiednich nanocząsteczek metali koloidalnych, najlepiej monokrystalicznych nanoprętów złota. Złote nanopręty można kupić w wyspecjalizowanych firmach lub zsyntetyzować we własnym zakresie przy użyciu metod mokrej chemii. Nanopręty użyte w naszych eksperymentach zostały wytworzone metodą wzrostu za pośrednictwem nasion opisaną w Ye i wsp. 201336. Jest korzystne, jeśli morfologia i właściwości optyczne nanocząstek są dobrze scharakteryzowane, na przykład za pomocą skaningowej mikroskopii elektronowej (SEM) i pomiarów ekstynkcji optycznej. Rysunek 1 wyświetla dane zarejestrowane z takich pomiarów dla reprezentatywnych typów nanoprętów1.

Zarys protokołu jest następujący: W pierwszej sekcji opisujemy konstrukcję pęsety optycznej opartej na polaryzacji kołowej. W drugiej części opisujemy, w jaki sposób wydobywać informacje z nanosilnika, rejestrując jego dynamikę rotacji i właściwości rozpraszania. Częstotliwość rotacji i ruch rotacyjny Browna uwięzionej cząstki jest mierzony za pomocą spektroskopii korelacji fotonów poprzez projekcję wstecznie rozproszonego światła laserowego przefiltrowanego przez polaryzator liniowy na szybki detektor jednopikselowy3. Dopasowując dane do teoretycznej funkcji autokorelacji, można wyodrębnić zarówno częstotliwość rotacji, jak i czas zaniku rotacyjnej dyfuzji Browna2,3. Właściwości optyczne uwięzionej i obracającej się nanocząstki są mierzone za pomocą spektroskopii ciemnego pola, która dostarcza uzupełniających informacji o cząstce i jej otoczeniu. W trzeciej części opisujemy eksperymentalną procedurę wychwytywania i obracania nanoprętów złota.

Protokół opisany do tej pory jest prostą drogą do działającego systemu pęsety optycznej o polaryzacji kołowej do obracania nanocząstek. Czasami jednak pojawiają się problemy, które wymagają dodatkowej uwagi. W czwartej części przedstawiamy kilka typowych problemów, z którymi się spotkaliśmy, oraz sposoby ich rozwiązywania. Należą do nich kwestie związane z właściwościami optycznymi nanocząstek prowadzącymi do słabej stabilności pułapki (4.1), niskie częstotliwości rotacji spowodowane nieoptymalną polaryzacją kołową spowodowaną dwójłomnością rozdzielacza wiązki (4.2), przywieranie nanocząstek do powierzchni szkła z powodu niewystarczającego odpychania kulombowskiego (4.3) oraz odchylenie od charakterystycznego sygnału autokorelacji (4.4).

Protokół

1. Kołowo spolaryzowane pęsety optyczne do rotacji nanocząstek

  1. Zbuduj układ wokół odpowiedniego mikroskopu odwróconego i użyj lasera o widzialnej długości fali w zakresie czerwieni (660 nm). Schemat układu eksperymentalnego przedstawiono na Rysunku 2. Należy wybrać laser o stabilnej mocy wyjściowej do 500 mW (generujący moc w płaszczyźnie próbki na poziomie około 50 mW). Należy również upewnić się, że pozostałe komponenty wykazują prawidłowe działanie przy długości fali lasera pułapkującego.
  2. Użyj obiektywu suchego o aperturze numerycznej (NA) 0,95 i powiększeniu 40X.
  3. Zawsze noś okulary ochronne i zachowuj zasady bezpieczeństwa pracy z laserem (szczególnie w przypadku używania laserów niewidzialnych). Justowanie przeprowadzaj przy minimalnej mocy lasera. Obuduj całą drogę wiązki lasera, aby zapewnić bezpieczeństwo oraz uniknąć dryftu termicznego i zanieczyszczenia drogi optycznej kurzem.
    UWAGA: W zależności od stanu polaryzacji wiązki wyjściowej z lasera, efektywność pęsety optycznej może wzrosnąć po umieszczeniu polaryzatora liniowego jako pierwszego elementu optycznego. Jeśli polaryzacja lasera jest już liniowa, element ten można pominąć.
  4. Użyj pary soczewek dodatnich w konfiguracji teleskopu Keplerowskiego (soczewki na dole Rysunku 2), aby rozszerzyć wiązkę lasera w taki sposób, by jej średnica była nieco większa niż tylna apertura obiektywu pułapkującego.
    UWAGA: Pozwala to na wykorzystanie pełnej wartości NA obiektywu i wytworzenie ogniska pułapki ograniczonego dyfrakcją11, co skutkuje optymalną sztywnością pułapkowania.
  5. Upewnij się, że wiązka lasera pułapkującego jest prawidłowo skolimowana za rozszerzaczem wiązki. Można to sprawdzić, upewniając się, że rozmiar wiązki pozostaje prawie bez zmian podczas propagacji do obiektywu (lub korzystając z interferometru ścinającego).
  6. Użyj dwóch luster (M1 i M2 na Rysunku 2), zamontowanych w kinematycznych oprawach luster (i w razie potrzeby na stole translacyjnym), aby skierować wiązkę lasera do układu mikroskopu.
    Uwaga 1: Pozostaw wystarczającą przestrzeń między lustrami lasera a mikroskopem, aby móc dodać dodatkowe elementy optyczne, takie jak płytki falowe i dzielniki wiązki.
    Uwaga 2: Upewnij się, że światło lasera jest zawsze odfiltrowane od okularu lub jakiegokolwiek innego dostępnego światła opuszczającego mikroskop.
  7. Użyj dzielnika wiązki (tutaj zastosowano dzielnik o transmisji/odbiciu 50/50, ale dobrze sprawdzi się również dzielnik dichroiczny) wewnątrz mikroskopu, aby sprzęgnąć światło lasera z obiektywem bez utraty możliwości obrazowania i pomiarów w układzie mikroskopu.
  8. Dołącz do układu kamerę (patrz Rysunek 2) w celu późniejszej obserwacji eksperymentalnej i rejestracji danych. W przypadku stosowania systemu bez okularu jest to niezbędne do każdego etapu justowania.
  9. Skup wiązkę lasera na szkiełku podstawnym lub lustrze. Jeśli laser jest dobrze wyprowadzony i wchodzi do obiektywu pod odpowiednim kątem, rozkład natężenia lasera jest radialnie symetryczny podczas zmiany ostrzenia powyżej i poniżej punktu ogniskowania.
  10. Precyzyjnie dostrój kąty luster lasera (M1 i M2 na Rysunku 2), aby uzyskać optymalne ustawienie lasera (zgodnie z opisem w punkcie 1.9).
  11. Zastosuj polaryzację kołową światła lasera.
    1. Na drodze światła do obiektywu przeprowadź wiązkę lasera przez ćwierćfalową płytkę fazową (QWP; λ/4 na Rysunku 2), ustawioną tak, aby jej szybka oś była pod kątem 45° względem polaryzacji liniowej światła lasera, co pozwoli przekształcić światło spolaryzowane liniowo w światło spolaryzowane kołowo w płaszczyźnie próbki.
    2. Ustaw obrotowy polaryzator liniowy (360°) i miernik mocy przed obiektywem.
    3. Sprawdź polaryzację, obracając polaryzatorem liniowym i odnotowując moc maksymalną i minimalną, odpowiadające odpowiednio dużej i małej półosi elipsy polaryzacji.
      UWAGA: Dla optymalnej wydajności rotacji stosunek ten powinien być wyższy niż 0,9. Jeśli tak nie jest, rozwiązanie znajduje się w punkcie 4.2.
  12. Zmierz moc lasera w płaszczyźnie próbki.
    1. Użyj optycznego miernika mocy, aby zbadać moc lasera w płaszczyźnie próbki. Należy zadbać o zebranie całego światła przechodzącego przez obiektyw, aby prawidłowo określić moc pułapkowania.
    2. Przeprowadź liniowy pomiar mocy wyjściowej lasera i zarejestruj odpowiadające jej wartości mocy w płaszczyźnie próbki w celu późniejszego przeliczenia na gęstość mocy w pułapce.
  13. Skonfiguruj system ciemnego pola (DF) w oświetleniu Köhlera, używając imersyjnego kondensora ciemnego pola, aby umożliwić wizualizację cząstek i zdarzeń pułapkowania. Pozwoli to na obrazowanie oraz pomiary spektroskopowe pułapkowanych nanocząstek.

2. Aparatura do pomiarów rotacji, rotacyjnych dynamik Browna oraz właściwości spektroskopowych

  1. Spektroskopia korelacyjna fotonów z użyciem detektora jednopikselowego.
    1. Wstaw dzielnik wiązki (30R/70T) do toru optycznego, aby wydzielić światło rozproszone wstecznie od nanocząstki.
    2. Podłącz szybką jednopikselową fotodiodę krzemową (Si) do karty akwizycji danych, aby umożliwić rejestrację sygnałów.
      UWAGA: Ważne jest zastosowanie fotodiody/karty DAQ zdolnej do pomiaru przewidywanych częstotliwości rotacji (kilkadziesiąt kHz).
    3. Skup światło na włóknie zbierającym zamocowanym w uchwycie translacyjnym xy. Przed włóknem zbierającym umieść polaryzator liniowy.
    4. W celu wyrównania włókna zbierającego, wprowadź światło widzialne do końcowego końca włókna, aby oświetlić podłoże. Pozwala to na wizualizację i analizę obszaru zbierania włókna.
    5. Dostosuj położenie włókna za pomocą uchwytu translacyjnego xy tak, aby jego obszar zbierania pokrywał się z położeniem pułapki optycznej. Podłącz końcowy koniec włókna do detektora Si i precyzyjnie dostrój położenie włókna, aby zmaksymalizować zbierany sygnał rozproszony wstecznie.
  2. Układ spektroskopii w ciemnym polu.
    1. Należy pamiętać o zachowaniu ostrożności przy wyborze wszystkich komponentów optycznych w torze między próbką a spektrometrem, aby nie blokować światła w interesującym nas zakresie widmowym.
    2. Należy zachować ostrożność, ponieważ bezpośrednio rozproszone i/lub odbite światło laserowe może uszkodzić sensor spektrometru. Zablokuj światło laserowe za pomocą odpowiednich filtrów i/lub dichroicznych dzielników wiązki. Wyrównywanie układu zawsze przeprowadzaj przy minimalnej mocy lasera.
    3. Wstaw dzielnik wiązki/lustro do toru optycznego, aby przekierować światło do spektrometru (w niniejszym protokole użyto spektrometru sprzężonego w wolnej przestrzeni). Można również wykorzystać jeden z portów wyjściowych mikroskopu, jeśli jest on odpowiedni.
    4. Użyj filtrów notch, aby usunąć intensywne światło lasera pułapkującego (w naszym przypadku do wystarczającego zablokowania wymagane były filtry o całkowitym OD12 na długości fali lasera), które w przeciwnym razie przesłoniłoby odpowiedź widmową badanej nanocząstki.
    5. Dostosuj położenie pęsety optycznej za pomocą luster prowadzących (M1 i M2 na Rysunku 2), tak aby pokrywało się z położeniem szczeliny spektrometru.
      Uwaga 1: Zmiany położenia pułapki optycznej będą wymagać ponownego wyrównania systemu pomiaru korelacji fotonów (instrukcje 2.1.4-2.1.5).
      Uwaga 2: W nowym położeniu pęsety optycznej należy powtórzyć instrukcje 1.9-1.10, aby uzyskać prawidłowo wyrównaną pułapkę optyczną.

3. Procedura eksperymentalna

  1. Przygotowanie cząstek do eksperymentów.
    1. Rozcieńczyć cząstki w wodzie dejonizowanej (DI-water). Odpowiednie stężenie nanoprętów powinno mieścić się w zakresie od 0,1 do 0,01 pM. Poddać rozcieńczony roztwór działaniu myjki ultradźwiękowej przez 2 min, aby rozbić ewentualne agregaty i zhomogenizować roztwór.
    2. Dostosować stężenie nanoprętów w rozcieńczeniu, aby uniknąć uwięzienia wielu cząstek. Im dłuższy będzie przeprowadzany eksperyment, tym niższe stężenie jest wymagane, aby zmniejszyć ryzyko uwięzienia wielu cząstek lub zanieczyszczeń.
  2. Przygotowanie celi pomiarowej.
    1. Umyć szkiełko przedmiotowe i szkiełko nakrywkowe (Nr 1,5) odpowiednio w acetonie, a następnie w izopropanolu, stosując sonikację przez pięć minut.
      UWAGA: Należy upewnić się, że ładunek powierzchniowy szkiełka podczas eksperymentu ma tę samą polaryzację co koloidalne nanocząstki. Nanocząstki stabilizowane surfaktantem bromkiem heksadecylotrimetylammonium (CTAB) są naładowane dodatnio.
    2. Umieścić na szkiełku przedmiotowym dystans z taśmy o grubości 100 µm.
    3. Nanieść 2 µL rozcieńczonego roztworu nanocząstek na szkiełko przedmiotowe wewnątrz dystansu oraz 2 µL na szkiełko nakrywkowe. Obecność roztworu na obu powierzchniach pozwala na bardziej kontrolowany montaż celi pomiarowej.
    4. Połączyć dwie części celi pomiarowej, unikając powstawania pęcherzyków powietrza wewnątrz komory.
    5. Umieścić celę na stole mikroskopu, a na wierzchu próbki oraz na kondensatorze nanieść po jednej kropli oleju dopasowanego indeksowo (immersyjnego). Krople po obu stronach zapobiegają powstawaniu pęcherzyków w oleju, które rozpraszają światło i zmniejszają kontrast oświetlenia w ciemnym polu (DF).
  3. Przeprowadzenie eksperymentu.
    1. Zlokalizować cząstkę poprzez obserwację w systemie obrazowania DF. Pojedynczy nanopręt można zazwyczaj zidentyfikować na podstawie obserwacji jego ruchu Browna (bardziej nieregularnego niż w przypadku agregatów) oraz koloru (odpowiadającego najsilniejszemu rezonansowi LSPR).
    2. Włączyć/odblokować laser pułapkujący.
    3. Poprzez serię przesunięć stolika i korekcje ostrości, przesunąć wybraną cząstkę za pomocą ciśnienia promieniowania w kierunku propagacji lasera w stronę interfejsu woda-szkło. Na interfejsie ruch w osi z jest ograniczony przez równowagę między ciśnieniem promieniowania a odpychaniem kulombowskim między cząsteczkami CTAB na powierzchni nanocząstki a dodatnio naładowaną powierzchnią. Fluktuacje xy są ograniczane przez siły gradientowe w pęsetach optycznych.
    4. Poprzez niewielkie korekcje ostrości zmaksymalizować stabilność pułapkowania lub prędkość rotacji, oceniając to na podstawie danych autokorelacyjnych (zgodnie z opisem w instrukcji 3.4 poniżej).
    5. W tym momencie zarejestrować zarówno dynamikę rotacyjną, jak i właściwości spektroskopowe uwięzionego nanopręta. Sposób badania tych parametrów opisano w instrukcjach 3.4 i 3.5 poniżej. Można to robić przez dłuższy czas, nawet przez kilka godzin, jeśli jest to konieczne.
  4. Pomiary dynamiki rotacyjnej.
    1. Upewnić się, że obszar zbierania sygnału z włókna jest wystarczająco duży, aby zawsze obejmować obraz cząstki podczas jej ruchu translacyjnego.
    2. Zbierać sygnał oscylacji intensywności za pomocą fotodetektora Si przy odpowiedniej częstotliwości próbkowania i czasie zbierania. Na początek wybrać częstotliwość 65536 Hz i czas akwizycji 1 s, a następnie dostosować w razie potrzeby.
      UWAGA: Częstotliwość próbkowania powinna być co najmniej dwa (a optymalnie dziesięć) razy większa niż częstotliwość rotacji pomnożona przez stopień wykrywalnej symetrii rotacyjnej (N, patrz poniżej). Czas zbierania powinien być wystarczająco długi, aby umożliwić uzyskanie częstotliwości znacznie niższych niż częstotliwość rotacji.
    3. Po zebraniu zestawu danych fluktuacji intensywności z rotującej nanocząstki obliczyć autokorelację fluktuacji intensywności. Odbywa się to poprzez obliczenie korelacji sygnału z jego kopią opóźnioną w czasie dla każdego czasu opóźnienia τ (t.j. C(τ) = {I(τ)·I(0)}).
    4. Wykonać dopasowanie do teoretycznej funkcji autokorelacji
      figure-protocol-1
      gdzie I0 to średnia intensywność, I1 to amplituda fluktuacji intensywności, a N to stopień wykrywalnej symetrii rotacyjnej (dla cząstek pręcikowych N=2)2,3.
    5. Z dopasowania wyznaczyć częstotliwość rotacji frot oraz czas zaniku sygnału autokorelacji τ0 (związany z dynamiką rotacyjnego ruchu Browna).
  5. Pomiary spektroskopowe.
    1. Zarejestrować widmo światła białego (Iwhite(λ)) poprzez zbieranie światła oświetlenia. Można to zrobić, gęsto rozpraszając na powierzchni jednorodnie rozpraszające kulki polistyrenowe i zbierając ich odpowiedź rozproszoną.
    2. Zarejestrować widmo tła (Ibkg(λ)) poprzez zbieranie światła rozproszonego w punkcie pułapkowania, gdy nanocząstka nie jest uwięziona.
      Uwaga 1: Należy to zrobić dla każdego pojedynczego pomiaru, ponieważ właściwości tła mogą się znacząco różnić między różnymi celami pomiarowymi, a nawet lokalizacjami w obrębie jednej próbki.
      Uwaga 2: Rejestrację widm tła należy przeprowadzać dla tej samej mocy lasera, która jest używana do pułapkowania optycznego. Pozwala to na usunięcie ewentualnej autofluorescencji szkiełka przedmiotowego wzbudzanej przez wysokie intensywności lasera w ognisku.
    3. Zarejestrować widmo ciemne (Idark(λ)), blokując całe światło docierające do detektora. Następnie zarejestrować surowe widmo uwięzionej nanocząstki (Iraw(λ)).
    4. Wyznaczyć rzeczywiste widmo rozproszenia nanocząstki, obliczając
      figure-protocol-2
    5. Aby wyodrębnić informacje o położeniu piku LSPR, dopasować widmo rozproszenia DF w skali energii za pomocą funkcji dopasowania bi-Lorentzowskiej zawierającej liniowy człon korekcyjny dla przejść międzypasmowych w złocie. Funkcja modelu ma postać:
      figure-protocol-3
      gdzie E to energia, IB to intensywność linii bazowej, k to nachylenie korekcji liniowej, Ii to maksima intensywności, Γi to pełna szerokość połówkowa (FWHM), a E0,i to położenia pików dwóch funkcji Lorentza.

4. Rozwiązywanie problemów i rozwiązania typowych trudności

  1. Problemy związane z właściwościami złotych nanoprętów.
    1. Słaba stabilność pułapkowania.
      1. Należy upewnić się, że główny rezonans (zazwyczaj rezonans podłużny w przypadku nanoprętów) znajduje się po niebieskiej stronie długości fali lasera pułapkującego. W przeciwnym razie siła gradientowa stanie się odpychająca zamiast przyciągająca37.
      2. Wraz ze zmniejszeniem rozmiaru nanopręta wzrasta ruch wynikający z fluktuacji Browna, a jednocześnie zmniejsza się stabilizująca siła oporu Stokesa. Należy upewnić się, że nanopręty są wystarczająco duże, aby siła gradientowa w płaszczyźnie xy była w stanie pokonać te siły destabilizujące.
    2. Nakładające się lub szerokie cechy widmowe.
      1. Pręty muszą mieć wystarczająco duży stosunek długości do średnicy, aby piki LSPR były odpowiednio oddalone i można było je rozdzielić indywidualnie (patrz Rycina 1b).
        UWAGA: Długość fali lasera wyznacza górną granicę anizotropii kształtu, ponieważ LSPR podłużny przesuwa się w stronę czerwieni dla dłuższych prętów.
      2. Nanocząstki powinny być najlepiej wystarczająco małe, aby nie wspierać modów LSPR wyższego rzędu w zakresie widzialnym, ponieważ komplikuje to analizę. Wybór nanocząstek jest kompromisem między tym rozważaniem a problemem stabilności pułapkowania opisanym w instrukcji 4.1.1.2.
  2. Niewłaściwa polaryzacja kołowa lasera pułapkującego.
    UWAGA: Aby uzyskać optymalną wydajność obrotu pułapkowanej nanocząstki, światło lasera docierające do płaszczyzny preparatu powinno być polaryzacją kołową. Dzielniki wiązki i inne komponenty optyczne mogą być zależne od polaryzacji, co może uniemożliwić uzyskanie idealnej polaryzacji kołowej przy użyciu wyłącznie ćwierćfalowej płytki korygującej (QWP).
    1. Wstawić płytkę półfalową (HWP; λ/2 na Rycini 2) za QWP w torze wiązki, aby skompensować dwójłomność dzielnika wiązki.
    2. Skonfigurować polaryzator liniowy i watomierz, a następnie przeprowadzić analizę stanu polaryzacji lasera (zgodnie z instrukcjami 1.11.2-1.11.3).
    3. Dla każdej pozycji QWP w przyrostach pięciu stopni obracać HWP w całym zakresie kątowym (90°) w krokach co pięć stopni i mierzyć stosunek mocy dla każdej pozycji. Należy dążyć do znalezienia takich kątów QWP i HWP, które zmaksymalizują stosunek mocy maksymalnej do minimalnej.
      UWAGA: W naszym doświadczeniu maksymalny stosunek mocy maksymalnej do minimalnej wynosił 0,75 bez korekcji HWP i 0,98 z korekcją HWP.
  3. Przywieranie cząstek do powierzchni przy mocy lasera niewystarczającej do uwięzienia cząstek w płaszczyźnie xy.
    1. Dostroić stężenie stabilizującego surfaktantu poprzez procedurę przemywania cząstek i późniejszą redispersję nanoprętów w kontrolowanym stężeniu CTAB.
      1. Wirować roztwór zapasowy nanocząstek do czasu osadzenia się cząstek (~5 min przy 600g).
      2. Usunąć ciecz zawiesiny.
      3. Redyspergować w wodzie. Powoduje to rozcieńczenie zawartości CTAB w roztworze zapasowym.
      4. Powtórzyć kroki 4.3.1.1. i 4.3.1.2. jeszcze raz.
        UWAGA: Ponieważ CTAB działa jako czynnik stabilizujący koloid, należy unikać nadmiernego czasu i prędkości wirowania w kolejnych krokach przemywania, ponieważ ryzyko agregacji wzrasta w miarę wypłukiwania CTAB.
      5. Większość surfaktantów CTAB z oryginalnego roztworu koloidalnego została teraz usunięta i do koloidu można wprowadzić nowe, dobrze kontrolowane stężenie CTAB. Z naszego doświadczenia wynika, że dyspersja roztworu zapasowego w wodzie z 20 µM CTAB i późniejsze rozcieńczenie wodą dejonizowaną do stężenia roztworu eksperymentalnego skutkuje pokryciem powierzchni, które generuje wystarczające odpychanie kulombowskie.
      6. Może być wymagane precyzyjne dostrojenie stężenia CTAB w celu stworzenia odpowiedniego odpychania cząstka/powierzchnia dla konkretnej partii użytych nanocząstek. Należy powtarzać powyższą procedurę, lekko zmieniając stężenie CTAB, aż do znalezienia właściwego.
    2. Mycie powierzchni szkła w celu nadania jej ładunku ujemnego.
      UWAGA: Ta procedura mycia tworzy powierzchnię naładowaną ujemnie, która zostanie pokryta wolnymi cząsteczkami CTAB w roztworze eksperymentalnym, co sprawi, że stanie się ona dodatnia i elektrostatycznie odpychająca dla cząstki podczas pułapkowania 2D.
      1. Wziąć szkiełko przedmiotowe i wyczyścić je w mieszaninie wody i 2% wag. detergentu zasadowego podgrzanej do 80 °C przez około 10 minut, aż powierzchnia stanie się widocznie hydrofilowa.
        UWAGA: Należy unikać zbyt długiego lub zbyt agresywnego mycia szkiełek, ponieważ może to spowodować porowatość powierzchni szkła i wytworzenie wielu cząstek zanieczyszczeń.
  4. Problemy ze spektroskopią autokorelacji fotonów.
    1. Niska amplituda oscylacji intensywności lub zaszumiony sygnał.
      1. Wstawić filtr pasmowy (filtr BP na Rycini 2) przed światłowodem zbierającym, który przepuszcza światło lasera i blokuje światło oświetlenia w ciemnym polu.
        UWAGA: W zasadzie pomiar działa również przy zbieraniu całego światła. Jednakże niepolaryzowane białe światło oświetlenia DF efektywnie wzbudza mody poza płaszczyzną, a ponieważ nanopręt obraca się wokół swojej krótkiej osi w płaszczyźnie normalnej do osi optycznej, jest to poprzeczny LSPR poza płaszczyzną. Mod ten nie niesie ze sobą anizotropii kształtu podczas obrotu, a zbieranie światła z niego jedynie zmniejsza stosunek sygnału do szumu pomiaru.
    2. Dodatkowy spadek w funkcji autokorelacji.
      1. Upewnić się, że rozmiar rdzenia światłowodu zbierającego jest wystarczająco duży, aby pomieścić obraz nanocząstki podczas wszystkich jej przemieszczeń wynikających z translacyjnego ruchu Browna.
      2. Jeśli użyto światłowodu o zbyt małym rdzeniu, należy zastąpić go większym.
      3. Sprawdzić wyrównanie nowego światłowodu, zgodnie z instrukcjami 2.1.4-2.1.5.

Wyniki

Rotację oraz rotacyjny ruch Browna nanopręta złota, który został prawidłowo uwięziony w kolistycznie spolaryzowanych pęsetach laserowych, można badać poprzez rejestrację fluktuacji intensywności rozproszenia światła (Rysunek 3a) przy użyciu detektora jednopikselowego. Widmo autokorelacji tego sygnału zawiera komponent oscylacyjny, podobny do przedstawionego na Rysunku 3b, który można dopasować do teoretycznej funkcji autokorelacji. Dopasowanie to pozwala na wyznaczenie częstotliwości rotacji oraz czasu zaniku autokorelacji nanopręta, który jest powiązany z rotacyjnymi fluktuacjami Browna.

Jak wspomniano w protokole (instrukcja 4.4.2), w celu zbierania wstecznie rozproszonego światła laserowego do spektroskopii korelacyjnej fotonów niezbędne jest zastosowanie rdzenia światłowodu o odpowiedniej grubości. W przeciwnym razie w funkcji korelacyjnej pojawi się dodatkowy człon zaniku związany z translacją cząstek do i z objętości sondy, patrz Rysunek 4. Dzięki dokładnej analizie mogłoby to dostarczyć więcej informacji o układzie; jednak komplikuje to analizę rotacyjnej dynamiki Browna zawartej w danych.

Aby uzyskać prawidłowe widma rozpraszania DF z uwięzionych nanocząstek, zgodnie z opisem w sekcji 3.5, surowe dane spektralne muszą zostać skalibrowane. Odbywa się to poprzez zarejestrowanie widma lampy oświetlającej oraz widma tła (Rysunek 5a). Podczas ogniskowania intensywnego światła laserowego na powierzchni szkła, takiej jak podłoże, na którym uwięzione są nanopręty, może zostać wygenerowana pewna fluorescencja (patrz czerwony wkład spektralny w widmie tła na Rysunku 5a). Zanieczyszczenie fluorescencyjne można ograniczyć, stosując podłoża z kwarcowego szkła topionego. Niemniej jednak, i tak wysoce zaleca się zarejestrowanie widma tła dla pustych pęset optycznych przy odpowiedniej mocy lasera. Po zarejestrowaniu widma rozpraszania i skompensowaniu wszystkich komponentów spektralnych niezwiązanych z rzeczywistym rozpraszaniem nanocząstek, widmo można dopasować w skali energii za pomocą funkcji dopasowania bi-Lorentzowskiej, aby wyodrębnić informacje dotyczące pozycji piku LSPR (Rysunek 5b).

figure-results-1
Rycina 1: Obrazy SEM i widma ekstynkcji zespołu dla dwóch reprezentatywnych partii nanocząsteczek. a) Pasek skali wynosi 200 nm. b) Obrazy SEM z niebieską/czerwoną obwódką w punkcie a) odpowiadają odpowiednio widmu czerwonemu/niebieskiemu. Piki widmowe związane z poprzecznym i podłużnym LSPR są wyraźnie rozróżnialne. Kliknij tutaj, aby wyświetlić powiększoną wersję tej ryciny.

figure-results-2
Rycina 2: Schematyczny rysunek układu pęsety optycznej do pomiarów rotacji nanocząstek. Światło laserowe jest kolimowane i rozszerzane za pomocą teleskopu Keplerowskiego, a następnie kierowane do obiektywu przy użyciu dwóch ruchomych luster (M1, M2) i dzielnika wiązki (BS). Dwie płytki falowe na drodze wiązki laserowej optymalizują polaryzację kołową pęsety optycznej (λ/2, λ/4). Wstecznie rozproszone światło laserowe może być zbierane za polaryzatorem liniowym w celu przeprowadzenia spektroskopii korelacji fotonów i pomiarów dynamiki rotacyjnej. Po usunięciu światła laserowego rozproszone światło białe jest kierowane do spektrometru lub kamery. Kliknij tutaj, aby zobaczyć powiększoną wersję tej ryciny.

figure-results-3
Rycina 3: Reprezentatywne dane intensywności i autokorelacji wraz z dopasowaniem krzywej dla uwięzionego i rotującego nanopręta. a) Fluktuacje intensywności zarejestrowane przez detektor jednopikselowy za polaryzatorem liniowym przez 1s oraz powiększony wykres fluktuacji. b) Dane autokorelacji fluktuacji intensywności dla rotującego złotego nanopręta (niebieskie punkty), zebrane z rozproszonego wstecznie światła laserowego. Dane wykazują oscylację, która zanika po kilku okresach. Oscylacja jest związana z częstotliwością rotacji nanopręta, natomiast zanik wynika z rotacyjnego ruchy Browna. Wykonano dopasowanie do teoretycznej funkcji autokorelacji (czerwona linia), aby wyznaczyć częstotliwość rotacji f = 24285 ± 45 Hz oraz czas zaniku korelacji τ0 = 40.9 ± 1.06 µs. Niepewności f i τ0 reprezentują 95% przedziały ufności dopasowania, którego współczynnik determinacji (R2) wynosi 0,9877. Kliknij tutaj, aby wyświetlić powiększoną wersję tej ryciny.

figure-results-4
Rycina 4: Problem związany ze zbyt małą objętością sondy w pomiarach spektroskopii korelacji fotonowej. a) Dane autokorelacji dla obracającego się złotego nanopręta, zebrane przy użyciu grubego (400 µm, dane niebieskie) i cienkiego (62,5 µm, dane czerwone) włókna. Zbiór danych przy użyciu grubego włókna gwarantuje, że nanopręt jest zawsze ograniczony w obrębie objętości sondy i że funkcja autokorelacji mierzy wyłącznie dynamikę rotacyjną. Dodatkowy człon zaniku wynikający z translacyjnego ruchu Browna występuje, gdy objętość sondy jest niewystarczająca. W punktach b) i c) przedstawiono schematyczne ilustracje tego efektu oraz obrazy obszaru detekcji z oświetleniem tylnym. Paski skali wynoszą 2 µm. Kliknij tutaj, aby zobaczyć powiększoną wersję tej ryciny.

figure-results-5
Rycina 5: Przykładowe widma rozpraszania w ciemnym polu zarejestrowane dla złotej nanoprętowej cząsteczki uwięzionej optycznie za pomocą światła lasera o długości fali 660 nm. Obszar widmowy 630-670 nm (1,85-1,97 eV) jest zniekształcony ze względu na filtry zaporowe (notch filters) niezbędne do zablokowania światła lasera pułapkującego. a) Surowe widma rozpraszania (ciemnoniebieskie), wykazujące cechy, które nie są właściwe dla rozpraszania cząsteczki i powinny zostać skalibrowane. Obejmują one widmo tła (czerwone), które zawiera autofluorescencję wzbudzaną przez silnie skupione światło lasera, oraz widmo wzbudzenia światłem białym (pomarańczowe, zarejestrowane bez filtra zaporowego). Po kalibracji skorygowane widmo rozpraszania (jasnoniebieskie) wykazuje dwa wyraźne piki LSPR, zgodnie z oczekiwaniami. Strzałki wskazują skalę dla każdego widma. b) Widmo rozpraszania dla uwięzionej nanoprętowej cząsteczki (niebieskie punkty) wraz z dopasowaniem do funkcji modelu bi-Lorentza (czerwone) oraz jej składowych (jasnoniebieskie i pomarańczowe). Zniekształcony obszar widmowy został pominięty podczas dopasowania danych, a współczynnik dopasowania R2 wynosi 0,9975. Kliknij tutaj, aby wyświetlić powiększoną wersję tej ryciny.

Dyskusja

Układ pułapki optycznej opisany w tym protokole jest zbudowany wokół komercyjnego mikroskopu odwróconego i wykorzystuje czerwone światło laserowe. Jednak przedstawione techniki są wszechstronne i mogą być używane do konstruowania pęsety optycznej o polaryzacji kołowej wokół większości komercyjnych lub domowych mikroskopów, zarówno pionowych, jak i odwróconych, z niewielkimi zmianami. Długość fali lasera pułapkującego można wybrać w szerokim spektrum widzialnym NIR, o ile pozostałe elementy optyczne i detektory działają na tej określonej długości fali. Niemniej jednak, przy wyborze długości fali lasera, należy wziąć pod uwagę rozmiar i widmową bliskość rezonansów cząstek, które mają być manipulowane, ponieważ będzie to miało wpływ na siły pułapki optyczneji wydajność rotacji 2,5, wielkość efektów fototermicznych1 i stabilność pułapki26. Wcześniej z powodzeniem pracowaliśmy z pęsetą laserową spolaryzowaną kołowo przy użyciu długości fal laserowych 660, 785, 830 i 1064 nm.

Jednym z najważniejszych elementów zestawu pułapki optycznej jest obiektyw mikroskopu. Obiektywem w tym protokole jest suchy obiektyw z NA = 0,95. Użycie suchego obiektywu jest eksperymentalnie prostszą realizacją konfiguracji; Prowadzi to jednak do aberracji optycznych spowodowanych załamaniem światła w interfejsach komórek próbki. W tym przypadku rezultatem jest nieznacznie powiększona plamka ostrości (~1,2 μm) w porównaniu z granicą dyfrakcji (~0,4 μm), ale nie zmienia to znacząco ogólnej lub obrotowej wydajności platformy. Zasadniczo można stosować szeroką gamę obiektywów mikroskopowych, pod warunkiem, że mają one dobrą transmisję na długości fali pułapki, dobre utrzymanie polaryzacji i wystarczająco dużą odległość roboczą, aby przeprowadzić pułapkowanie przez szkiełko nakrywkowe mikroskopu i warstwę wody. W przypadku zalewkowania 2D NA może być stosunkowo niskie, co upraszcza cały eksperyment i zapewnia czystszą polaryzację kołową w ognisku. Jednak może być wymagana większa moc lasera niż w przypadku obiektywu o wysokiej NA. Z naszego doświadczenia wynika, że najlepszą wydajność w zakresie pułapkowania, rotacji i spektroskopii ciemnego pola uzyskuje się przy obiektywach o NA 0,7-0,95, ale możliwe jest użycie zarówno niższych, jak i wyższych obiektywów NA.

Aby uzyskać dobre pomiary korelacji fotonów ruchu obrotowego, potrzebny jest szybki detektor jednopikselowy. Wybierz detektor o szerokości pasma co najmniej dwa, a najlepiej dziesięć razy większej niż oczekiwana częstotliwość rotacji pomnożona przez współczynnik degeneracji kształtu i wysoką czułość przy zastosowanej długości fali pułapkowania. Wzmocnione fotodetektory Si, APD zliczające pojedyncze fotony i PMT są z powodzeniem stosowane w różnych konfiguracjach w naszych laboratoriach. Dodatkowe informacje, na przykład na temat sztywności pułapki, można uzyskać, mierząc i analizując przemieszczenie translacyjne cząstek przy użyciu dobrze znanych technik, takich jak analiza widmowa mocy5. W wielu wcześniejszych publikacjach opisano różne warianty tej techniki38,39. Spektroskopia DF może być wykonywana przy użyciu szerokiego zakresu spektrometrów sprzężonych ze swobodną przestrzenią lub światłowodami, a wybór powinien opierać się na zakresie widmowym oraz długości fali i rozdzielczości czasowej potrzebnej do planowanego badania.

Podczas przeprowadzania eksperymentu z pułapką dodatkowe cząstki mogą przypadkowo dostać się do pułapki. Można to wykryć, monitorując częstotliwość rotacji, która będzie się silnie wahać z powodu zakłóceń. Oględziny za pomocą mikroskopii DF mogą być wykorzystane do sprawdzenia obecności dodatkowej cząstki, w którym to przypadku stolik można przesunąć, aby uniknąć dalszych zakłóceń lub konieczne jest ponowne rozpoczęcie eksperymentu.

Opisany powyżej system jest prostym i skutecznym sposobem na realizację uwięzienia i rotacji nanocząstek metalicznych w 2D. Jednak w przypadku niektórych zastosowań dodatkowy stopień swobody manipulacji, który wiąże się z zalewkowaniem 3D, jest ważny, a obecna konfiguracja jest w związku z tym ograniczeniem. Jednak ograniczenie i obracanie 3D może być osiągalne przy użyciu pęsety laserowej z przeciwbieżną propagacją lub bardziej egzotycznych konfiguracji pułapek.

Chociaż omówione tutaj parametry cząstek i systemu można zoptymalizować w celu zmniejszenia ogrzewania fototermicznego do poziomu poniżej ~15 K4, wzrost temperatury związany ze wzbudzeniem plazmonicznym nanocząstek metali może być problematyczny w niektórych zastosowaniach. Możliwą drogą do dalszej redukcji ciepła jest zastosowanie nanocząstek dielektrycznych o wysokim indeksie zamiast cząstek plazmonicznych. Cząstki te wspierają silne rezonanse rozpraszania typu Mie, ale jednocześnie wykazują niskie wewnętrzne współczynniki absorpcji. Niedawno udało nam się wyprodukować koloidalne rezonansowe nanocząstki Si, które mogą okazać się przydatne w tym zakresie 40,41.

Oświadczenia

Autorzy nie mają nic do ujawnienia.

Podziękowania

Ta praca była wspierana przez Fundację Knuta i Alice Wallenbergów, Szwedzką Radę ds. Badań Naukowych oraz Chalmers Area of Advance Nanoscience and Nanotechnology.

Materiały

Lista materiałów użytych w tym artykule
NazwaFirmaNumer katalogowyKomentarze
NanocząstkiZakupiony lub domowy
komercyjny mikroskop odwróconyNikonEclipse TI
Laser pułapkującyCoboltFlamenco 05-01 660 nm
ObiektywNikonCFI Plan Apo Lambda 40X
Laserowe gogle bezpieczeństwaThorlabsLG4
Różne elementy optomechaniczne do montażu optyki.Szeroka gama montaży, słupków i komponentów dowolnej firmy
Obiektyw 1 Teleskop KeplarianThorlabsAC254-035-A-ML
Obiektyw 2 Teleskop KeplarianThorlabsLA1725-A-ML
Lustra pokryte srebremThorlabsPF10-03-P01
Mocowania lusterek kinematycznychThorlabsKM100
Etap tłumaczeniaThorlabsPT1/MIlość: 2
50/50 R/T BeamsplitterChroma21000
Kamera CMOSAndorZyla 5.5
Quarter waveplate (QWP, λ/4)ThorlabsAQWP05M-600
Miernik mocyThorlabsPM100USB
Czujniki mocy fotodiodyThorlabsS121C
Polaryzator liniowyThorlabsLPVIS050Do laserowego pomiaru polaryzacji
360° montaż obrotowyThorlabsRSP1/M
Płyta półfalowa (HWP, λ/2)ThorlabsAHWP05M-600Stosowany, gdy polaryzacja nie jest wystarczająca tylko dla skraplacza oleju QWP
DFNikonC-DO Skraplacz ciemnego pola Olej 
30/70 R/T BeamsplitterChroma21009
Szybki detektor SiThorlabsPDA36A-EC
Moduł akwizycji danychNational InstrumentsUSB-6361
Fiber 400 i mikro; m rozmiar rdzeniaThorlabsM74L01
montaż z translacją xyThorlabsLM1XY/M
Polaryzatorliniowy ThorlabsLPVIS050
SpektrometrPrinceton Instruments IsoPlane SCT320 
Kamera CCD do spektrometruPrinceton Instruments PyLoN 
Filtr wycinającySemrockNF03-658E-25
Filtr wycinającyThorlabsNF658-26
Myjka ultradźwiękowa wannowaBransonBranson 3510 
Szkiełko mikroskopoweTed Pella260202
nr 1.5 Szkiełka nakrywkoweVWR630-2873
Aceton
Isopropanol
Podstawowy detergentHellmaHellmanex IIICzyszczenie, jeśli problemem jest przywieranie cząstek
Dystans Secure-SealThermo FisherS24735Taśma dystansowa z otworem, do wykonania celi próbnej
Olejek immersyjnyZeiss444960-0000-000 
PS beadsMicroparticles GmbHPS-R-5.0
SpektrofotometrAgilentCary 5000 UV-Vis-NIR
SEMPęseta
Dowolna marka
złota Zeiss Ultra 55 FEG SEM

Bibliografia

  1. Andrén, D., et al. Probing photothermal effects on optically trapped gold nanorods by simultaneous plasmon spectroscopy and brownian dynamics analysis. ACS Nano. 11 (10), 10053-10061 (2017).
  2. Shao, L., Yang, Z. -J., Andrén, D., Johansson, P., Käll, M. Gold nanorod rotary motors driven by resonant light scattering. ACS Nano. 9 (12), 12542-12551 (2015).
  3. Lehmuskero, A., Ogier, R., Gschneidtner, T., Johansson, P., Käll, M. Ultrafast spinning of gold nanoparticles in water using circularly polarized light. Nano Letters. 13 (7), 3129-3134 (2013).
  4. Šípová, H., Shao, L., Odebo Länk, N., Andrén, D., Käll, M. Photothermal DNA release from laser-tweezed individual gold nanomotors driven by photon angular momentum. ACS Photonics. , (2018).
  5. Hajizadeh, F., et al. Brownian fluctuations of an optically rotated nanorod. Optica. 4 (7), 746-751 (2017).
  6. Tong, L., Miljkovic, V. D., Käll, M. Alignment, rotation, and spinning of single plasmonic nanoparticles and nanowires using polarization dependent optical forces. Nano Letters. 10 (1), 268-273 (2009).
  7. Lehmuskero, A., Li, Y., Johansson, P., Käll, M. Plasmonic particles set into fast orbital motion by an optical vortex beam. Optics Express. 22 (4), 4349-4356 (2014).
  8. Lehmuskero, A., Johansson, P., Rubinsztein-Dunlop, H., Tong, L., Käll, M. Laser trapping of colloidal metal nanoparticles. ACS Nano. 9 (4), 3453-3469 (2015).
  9. Shao, L., Käll, M. Light-driven rotation of plasmonic nanomotors. Advanced Functional Materials. , In Press (2018).
  10. Ashkin, A., Dziedzic, J. M., Bjorkholm, J., Chu, S. Observation of a single-beam gradient force optical trap for dielectric particles. Optics letters. 11 (5), 288-290 (1986).
  11. Neuman, K. C., Block, S. M. Optical trapping. Review of scientific instruments. 75 (9), 2787-2809 (2004).
  12. Chu, S., Hollberg, L., Bjorkholm, J. E., Cable, A., Ashkin, A. Three-dimensional viscous confinement and cooling of atoms by resonance radiation pressure. Physical Review Letters. 55 (1), 48(1985).
  13. Svoboda, K., Block, S. M. Optical trapping of metallic Rayleigh particles. Optics Letters. 19 (13), 930-932 (1994).
  14. Wang, M. D., Yin, H., Landick, R., Gelles, J., Block, S. M. Stretching DNA with optical tweezers. Biophysical journal. 72 (3), 1335-1346 (1997).
  15. Friese, M. E. J., Nieminen, T. A., Heckenberg, N. R., Rubinsztein-Dunlop, H. Optical alignment and spinning of laser-trapped microscopic particles. Nature. 394 (6691), 348-350 (1998).
  16. Gao, W., Wang, J. Synthetic micro/nanomotors in drug delivery. Nanoscale. 6 (18), 10486-10494 (2014).
  17. Li, M., Lohmüller, T., Feldmann, J. Optical injection of gold nanoparticles into living cells. Nano Letters. 15 (1), 770-775 (2014).
  18. Nelson, B. J., Kaliakatsos, I. K., Abbott, J. J. Microrobots for minimally invasive medicine. Annual review of biomedical engineering. 12, 55-85 (2010).
  19. Balk, A. L., et al. Kilohertz rotation of nanorods propelled by ultrasound, traced by microvortex advection of nanoparticles. ACS Nano. 8 (8), 8300-8309 (2014).
  20. Chen, H., Shao, L., Li, Q., Wang, J. Gold nanorods and their plasmonic properties. Chemical Society Reviews. 42 (7), 2679-2724 (2013).
  21. Maier, S. A. Plasmonics: fundamentals and applications. , Springer Science & Business Media. (2007).
  22. Xu, H., Bjerneld, E. J., Käll, M., Börjesson, L. Spectroscopy of single hemoglobin molecules by surface enhanced Raman scattering. Physical Review Letters. 83 (21), 4357(1999).
  23. Chen, H., Kou, X., Yang, Z., Ni, W., Wang, J. Shape-and size-dependent refractive index sensitivity of gold nanoparticles. Langmuir. 24 (10), 5233-5237 (2008).
  24. Ruijgrok, P. V., Verhart, N. R., Zijlstra, P., Tchebotareva, A. L., Orrit, M. Brownian fluctuations and heating of an optically aligned gold nanorod. Physical Review Letters. 107 (3), 037401(2011).
  25. Pelton, M., et al. Optical trapping and alignment of single gold nanorods by using plasmon resonances. Optics Letters. 31 (13), 2075-2077 (2006).
  26. Hansen, P. M., Bhatia, V. K., Harrit, N., Oddershede, L. Expanding the optical trapping range of gold nanoparticles. Nano Letters. 5 (10), 1937-1942 (2005).
  27. Ni, W., Ba, H., Lutich, A. A., Jäckel, F., Feldmann, J. Enhancing Single-Nanoparticle Surface-Chemistry by Plasmonic Overheating in an Optical Trap. Nano Letters. 12 (9), 4647-4650 (2012).
  28. Liu, M., Zentgraf, T., Liu, Y., Bartal, G., Zhang, X. Light-driven nanoscale plasmonic motors. Nature nanotechnology. 5 (8), 570-573 (2010).
  29. Neale, S. L., MacDonald, M. P., Dholakia, K., Krauss, T. F. All-optical control of microfluidic components using form birefringence. Nature Materials. 4 (7), 530-533 (2005).
  30. Jones, P., et al. Rotation detection in light-driven nanorotors. ACS Nano. 3 (10), 3077-3084 (2009).
  31. Bonin, K. D., Kourmanov, B., Walker, T. G. Light torque nanocontrol, nanomotors and nanorockers. Optics Express. 10 (19), 984-989 (2002).
  32. Arita, Y., et al. Rotational dynamics and heating of trapped nanovaterite particles. ACS Nano. 10 (12), 11505-11510 (2016).
  33. Lee, Y. E., Fung, K. H., Jin, D., Fang, N. X. Optical torque from enhanced scattering by multipolar plasmonic resonance. Nanophotonics. 3 (6), 343-350 (2014).
  34. Kyrsting, A., Bendix, P. M., Stamou, D. G., Oddershede, L. B. Heat profiling of three-dimensionally optically trapped gold nanoparticles using vesicle cargo release. Nano Letters. 11 (2), 888-892 (2010).
  35. Andres-Arroyo, A., Wang, F., Toe, W. J., Reece, P. Intrinsic heating in optically trapped au nanoparticles measured by dark-field spectroscopy. Biomedical Optics Express. 6 (9), 3646-3654 (2015).
  36. Ye, X., Zheng, C., Chen, J., Gao, Y., Murray, C. B. Using binary surfactant mixtures to simultaneously improve the dimensional tunability and monodispersity in the seeded growth of gold nanorods. Nano Letters. 13 (2), 765-771 (2013).
  37. Arias-González, J. R., Nieto-Vesperinas, M. Optical forces on small particles: attractive and repulsive nature and plasmon-resonance conditions. JOSA A. 20 (7), 1201-1209 (2003).
  38. Berg-Sörensen, K., Flyvbjerg, H. Power spectrum analysis for optical tweezers. Review of Scientific Instruments. 75 (3), 594-612 (2004).
  39. Gittes, F., Schmidt, C. F. Interference model for back-focal-plane displacement detection in optical tweezers. Optics Letters. 23 (1), 7-9 (1998).
  40. Verre, R., et al. Metasurfaces and colloidal suspensions composed of 3D chiral Si nanoresonators. Advanced Materials. 29 (29), (2017).
  41. Verre, R., Odebo Länk, N., Andrén, D., Šípová, H., Käll, M. Large-scale fabrication of shaped high index dielectric nanoparticles on a substrate and in solution. Advanced Optical Materials. , In Press (2018).

Przedruki i uprawnienia

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

Poproś o pozwolenie

Tagi

Pinceta optycznawiat o kolistym polaryzowanerotacja nanopr t w z otaspektroskopia korelacji fotonowejspektroskopia w ciemnym poluanaliza dynamiki Brownaustawianie wi zki laserapu apkowanie nanocz stekpomiar lepko cipomiar temperatury

Powiązane artykuły