Login processing...

Trial ends in Request Full Access Tell Your Colleague About Jove
Click here for the English version

Engineering

从单电浆纳米粒子散射非线性测量

doi: 10.3791/53338 Published: January 3, 2016

Introduction

or Start trial to access full content. Learn more about your institution’s access to JoVE content here

等离子体的研究已经引起了极大的兴趣,因为它在许多不同的领域1-4的应用。一种在等离子体中研究最多的领域是表面等离子体激元,其中的传导电子夫妇在金属和电介质之间的界面的外部电磁波的集体振荡。表面等离子体激元已探索其在亚波长光学,生物光子学,以及显微镜5,6潜在的应用。在由于局部表面等离子共振(LSPR)金属纳米颗粒的超小体积的强场增强吸引,不仅是因为它的优异的敏感性,颗粒大小,颗粒形状,以及周围介质 7的介电性质的广泛关注,因为它能够提高固有的弱非线性光学效应11 -10的能力,而且还。 LSPR的特殊敏感性是生物传感和近外商投资企业有价值LD成像技术12,13。另一方面,电浆结构的增强非线性可以利用在光子集成电路中的应用,如光交换和全光信号处理14,15。众所周知的电浆吸收线性正比于在低强度电平的激发强度。当激励足够强,吸收达到饱和。有趣的是,在较高的强度,在吸收再次增大。这些非线性效应被称为饱和吸收(SA),15-17和反向可饱和吸收(RSA)18。

据了解,由于LSPR,散射特别强烈的电浆结构。根据基本的电磁散射与入射强度的反应应该是线性的。然而,在纳米粒子,散射和吸收紧密通过米氏理论联系在一起,都可以通过电子邮件xpressed中的介电常数的实部和虚部条款。下,一个单一的GNS表现为下光照偶极的假设下,从一个单一的等离子纳米颗粒根据米氏理论的散射系数(Q SCA)和吸收系数(Q 绝对)可以表示为19

式(1)

其中 x是2πa/λ,a球体的半径并且m 2 ε /εð。这里,ε εD分别对应于金属的介电常数和周围的电介质,分别。因为散射系数的形式是类似的第Ë吸收系数,因此它被期望遵守饱和散射在一个电浆纳米粒子20。

最近,在一个孤立的电浆粒子非线性饱和散射证实首次21。值得注意的是,在深度饱和,其实散射强度略有下降,当激发强度增加。更值得注意的是,当激励强度继续后散射趋于饱和增加,散射强度再次上升,呈现出反饱和散射20的效果。 Wavelength-和尺寸相关的研究表明散射21 LSPR和非线性之间有紧密的关系。电浆散射的强度和波长的依赖性非常类似于那些吸收,这表明这些非线性行为基础的共同机制。

在应用方面,它是很好KNOWN该非线性有助于改善光学显微镜的分辨率。在2007年,饱和励磁提出(SAX)显微镜,其可以通过经由激励光束22的时间正弦调制提取饱和信号提高分辨率。 SAX显微镜是基于这样,对于一个激光焦斑,强度在中心处比在外围更强的概念。如果信号(或者荧光或散射)呈现饱和特性,饱和必须从中心开始,而线性响应保持在外围。因此,如果有一种方法,以仅提取饱和部分,它将只离开中心部分,同时抑制周边部,从而有效地增强了空间分辨率。原则上,存在的SAX显微镜没有更低分辨率极限,只要深达到饱和并且有由于强烈照明没有样品的损伤。

已经表明,该resolutioÑ​​荧光成像可以通过利用SAX技术来显著增强。然而,荧光遭受的漂白效果。结合散射非线性的发现和SAX的概念,是根据散射超分辨率显微镜可以实现21。相对于传统的超分辨率显微技术,散射为基础的技术提供了一种新颖的非漂白对比法。在本文中,一步一步的描述给出概述获得和提取等离子散射的非线性要求的程序。识别通过改变入射强度引入散射非线性的方法进行了描述。详情将提供解开这些非线性如何影响单个纳米粒子的图像,以及如何空间分辨率可以相应地由SAX技术来增强。

Subscription Required. Please recommend JoVE to your librarian.

Protocol

or Start trial to access full content. Learn more about your institution’s access to JoVE content here

1. GNS样品制备

  1. 前在大约40千赫制备样品,声处理1 ml的GNS胶体溶液至少15分钟,以防止颗粒聚集,这可能会导致LSPR峰偏移。
  2. 降100-200微升的GNS胶体在载玻片与商业硅酸镁铝(MAS)的涂层,以固定的GNSS。
  3. 后至少1分钟,通过用蒸馏水冲洗除去多余的胶体。的等待时间取决于GNSS的所需分布密度。典型地,1-3分钟结果在合适的密度,使粒子能够容易地识别,因为他们最被彼此隔离。如果等待时间过长,可能会出现显著聚集。
  4. 通过用氮气吹扫干燥样品。
  5. (可选的)要映射GNSS在玻璃上具有高分辨率,在此阶段23进行扫描电子显微镜(SEM)。一个例子的图像中FIGUR提供E 1,显示出全球导航卫星系统的特征密度。使用场发射SEM以获取图像。一旦油加入到样品(下一步骤),这将是很难除去的油,并观察用SEM样品。
  6. 加一滴油具有相同的折射率到样品,以覆盖GNSS和消除从玻璃基板的强反射。
  7. 放置的盖玻璃上的样品的顶部,并与指甲油密封。
  8. 等待至少5分钟,直到指甲油干了。样品现已准备就绪。

2.对准自制的共聚焦显微镜

  1. 2所示为安装的方案。对准显微镜体本身的白光照明的道路。打开显微镜的卤素光源,并按照显微镜制造商的手册,实现了科勒照明条件。以使白色卤素光束几乎平行于背面物镜的光圈,部分由50/50分束器反射,然后向激光传播。
  2. 打开电流计反射镜,以确保它们保持在正确的初始位置,即,在扫描范围的中心。
  3. 放置至少两个目标,由薄的纸,它同心环板制成,沿卤素光路,并与卤光束对齐。
  4. 为了进行成像,选择532 nm激光。要执行光谱测量,选择超连续激光器。在对准中,激光的功率应小于10微瓦在物镜的后孔,以避免非线性。然后,准直入射激光束对面的向即将离任的卤素束的两个目标的援助。当这个过程完成后,将激光束的粗对准已经实现。
  5. 透过物镜的后孔的中心对准的激光束。通常情况下,使用OIL-浸泡的目的。添加的油的油浸物镜与GNS样品之间的下降。使用的光电倍增管(PMT)作为检测器来收集GNSS的散射信号。
  6. 放置在PMT的前面20微米直径的针孔来阻挡焦散射信号。打开电流计反射镜和PMT(经由家庭建造软件),调节样品台以最大化GNSS的反向散射信号的针孔位置和高度,然后观察个体GNS在计算机屏幕上。全球导航卫星系统与正确对准的样品的xy图像示于图2B。
  7. 稍微改变样品台的高度,以检查聚焦的同心度。如果不是同心的,调整与扫描器直到GNS的中心的前部的两个反射镜的光束保持在同一位置,而试料台的高度被改变。确保该PSF的XZ图像类似于2C以确保正确的光束对准。处理这两个图像与低通和高斯平滑滤波器。

散射非线性的3表征

  1. 在低激发强度(小于10 4瓦/厘米2),通过以下方案获得2.6金纳米颗粒的图像。
  2. 打开ImageJ的图像(或任何其它图像分析软件)。绘制横跨GNSS的图像中的一个的线(参见图2B),并使用分析- >的ImageJ的工具绘图信息检索散射强度分布。适合所选择的PSF由一个高斯函数的轮廓:
    公式(2)
    其中 y是PMT读出,y0是背景值(如果有的话),A是峰值幅度,w是宽度,x是空间坐标而x c是中心coordinatE中的高斯函数。相应PSF的FWHM为(½ln2) 瓦特基于所述物镜的数值孔径(NA),共焦PSF的FWHM的理论可以被估计为近似0.43升/ NA,其中λ是激励波长。比较这两个数来检查成像系统的对准。
  3. 增加激发强度通过手动改变中性密度(ND)滤光器图2A中,并在每个强度电平记录后向散射图像。采取从每个GNS在不同激发强度的中心的散射信号的值,并绘制散射信号与激励强度的曲线。检查前几个点,这应当表现出一种线性关系时的激发强度是足够低的线性度。绘制基于第一几个点的线性拟合的线。如果随后的点散射强度下降低于该线性趋势,saturatioN有发生。
  4. 观察饱和散射后,逐渐减小低于饱和阈值的强度,和图像相同GNSS再次确保了非线性行为的可逆性。

4.测量单个金纳米球的散射光谱

  1. 为了测量从一个单一的GNS的散射光谱,使用超连续激光器作为激光源。激光器的初始波长范围为450纳米至1750纳米。以除去可能会损坏样品和光学部件的过量红外线功率,放置一个或两个反射镜的超连续激光后的权利,以反映可见光,并用光束转储收集过量的红外光。
  2. 按照第2对准程序直接超连续激光在激光扫描共聚焦显微镜。使用宽带50/50 BS,以确保在整个可见光范围光谱覆盖范围。
  3. 获得一个像玻璃的全球导航卫星系统。定位单个GNS的图像中,并固定在颗粒上的入射光的宽带光的焦点。
  4. 使用翻转镜在PMT以引导反向散射信号朝向分光计,其配备了一个电荷耦合器件的前方,然后取所选择的单一的GNS的频谱。请注意,这里的频谱是GNS散射和背景的混合由于来自其他表面的反射。
  5. 切换回PMT检测,并拍摄图像,以确定粒子的位置没有改变。然后,转移焦点,以在这一点,没有粒子存在。切换回光谱仪,走多了一个频谱,它代表了背景。
  6. 从频谱从步骤4.4减去4.5步的背景光谱,以获得单个GNS一个明确的散射光谱。

5.对准SAX显微镜

  1. 参见3用于该SAX显微镜,其中,从拍频获得的两个声光调制器(AOM)之间的理想正弦瞬时调制的方案。首先,调整激光的光束尺寸满足随后的声光调制器的需要。通过使用50/50分束器分裂532nm的激光光分成两个光束。
  2. 通过两个声光调制器引导两束,其中一个光束穿过各AOM。两个声光调制器的调制频率必须是不同的。例如,一种可能是在40.000兆赫,另一个在40.010兆赫,得到10千赫的频率差。这个差频将是用于该SAX信号的基本调制频率 f
  3. 取第一级衍射光束从两个声光调制器,并且通过使用另一个50/50的束分离器结合两个光束。该声光调制器之后调整镜子使准直两个光束。
  4. 加,其连接到示波器的光电检测器来监视颞modulatioñ。分割用滑动玻璃的激光的一小部分,并将其发送到光检测器, 如图3。随着正确的调制和光束重叠,观察正弦强度调制的主频率 f ,类似于所示的波形的图4中。
    注意:调制的背景需要尽可能低,以获得最大的调制深度。此外,使用示波器的傅立叶分析函数来检查所述调制的谐波失真减少。为了实现成功的SAX实现,保证了完美的正弦激励强度调制以最小的初始非线性。
  5. 断开光检测器的电输出从示波器并连接到锁定放大器的参考输入。
  6. 如图3,对准激光束分成共焦系统按照前面的协议。 HERE,PMT的电输出连接到锁定放大器作为信号输入。
  7. 使用空白盖玻璃作为样品,并检查电检测系统的线性度,通过逐渐增加励磁电源,, 如图5,其中所述检测器是低于1-V的读出值的线性。在所有的后续测量,小心抑制读数低于此值。
  8. 设置锁定放大器的输出导出的电压信号的绝对幅度。通过改变高次谐波分量在参考信道设置,获取SAX信号,A 1,A 2的振幅,并依此类推。
  9. 从锁定放大器的线性和非线性的信号输出到一个数据采集卡,还接收的光栅扫描电流反射镜的驱动电压信号。用一个定制的Labview程序的帮助下,同步锁定放大器和的信号电流镜以形成图像。
  10. 为了优化信噪比中的图像中,选择适当的锁定放大器的像素获取和积分时间。例如,当激励的主调制频率 f m为 10千赫,也就是说,当周期为100微秒,设置锁定放大器的积分时间为比周期长至少三次。加入检测镜移动时,采集速度被设定在与SAX摄像模式每秒1500个像素。

Subscription Required. Please recommend JoVE to your librarian.

Representative Results

or Start trial to access full content. Learn more about your institution’s access to JoVE content here

图6显示了从一个80纳米的GNS测量光谱。一组基于米氏理论计算出的曲线给出了相同的情节,表现出良好的协议。该LSPR峰值大约是580纳米。在以下的实验中,激光波长为532纳米,这被选择,因为它位于电浆频带内,以提高光散射与电浆效果和使散射饱和21。

图7呈现在不同的激发强度的散射单个金纳米颗粒的图像,且最底行提供每个粒子以突出的非线性的线轮廓。图像大小为600纳米×600纳米,并且像素尺寸为13.8纳米。采集速度是正常的XY成像模式每秒234,000像素。每幅图像被平均超过5项收购,以提高信噪比。

当激发强度低于1.5×10 6 W / cm 2时,散射是线性依赖于激发强度,因此所得的单个纳米粒子的图像类似于激发光束的PSF,具有标准高斯分布。然而,当激发强度提高到1.7×10 6 W / cm 2时,不仅清楚平坦化在PSF的顶部观察到的,但也扩宽FWHM的,表示饱和。非常有趣的是,在稍高的强度,中心强度变成比周围低,产生了环形的PSF。然后,作为激发强度继续增加,散射强度再次增大,揭示反向饱和,并导致在PSF的中心的新峰。

通过绘制的PSF以不同的激发强度的中心强度,得到散射强度的依赖性, 在图8,该曲线clearl所示的点Ÿ显示饱和度和反向饱和行为的趋势。正如预期的那样,它看起来非常相似的强度非线性吸收15-17的依赖性。以下分析非线性吸收的典型方法,多项式函数被用于拟合非线性散射的结果。然而,从大多数非线性吸收研究,发现在三阶非线性足以模拟结果,这里五阶非线性不同被要求以便更好地适应散射曲线。

正如在第5,所述谐波频率分量可以通过实验由一个锁定放大器萃取,结果示于图9A给出。另一方面,高次谐波成分可从图8首先进行计算,使用多项式函数其中I是激发强度,以适合图8中,所以我们必须拟合参数α,β,γ...。我们可以然后快递激发INTENS性作为时间调制函数 I( )= I 0(1 + COS(2πF ))/ 2,其中t是时间 ,f m是调制频率,而I 0是最大激发强度。通过用I(t) S(I) ,并进行了傅里叶变换所得:S(I(t))的到频域转换,我们有以下方程由多个冲激函数(δ):

公式3

每个δ函数的系数(A 0,A 1,A 2 )表示SAX信号在相应的谐波频率的幅度。这些系数,对应于该SAX Signa的升强度在不同的谐波,可以写为拟合参数α,β,γ...的功能:

公式4

计算结果示于图9B。实验和计算曲线同意密切,特别是在以下两个方面。

首先,2 F M和3 F M的曲线不平滑,显示出在沿曲线的特定强度骤降。在两个图中,有三个倾角在2 F M的曲线,而两个下跌是出现在3 F M曲线。其次,斜坡与不同的激励强度不同。当激发强度不高,为1 F M,2 F M,和3 F M的斜率为1,2,和3, 分别。但是,每个探底后,相应的非线性曲线的斜率变大。

与骤降和斜率变化,非常规的PSF预计如果非线性分量经由SAX技术中,当激发强度横跨倾角增大萃取。 图10A示出了1 F M,2 F M,和3所述的SAX图像的例子F M频率分量不同的激励强度。在第一行中,激发强度为0.7兆瓦/厘米2,这是足以引起的非线性分量,但幅度相对较弱。在该强度水平,2 F M信号的斜率是2,它是3的3 F M信号, 如图9A所示。如果激发强度提高到2 F M信号的第一倾角的水平,该SAX中的2的图像F M信号成为圆环形状, 如图10A中的第二行中。两个1 F M 3和F M图像保持固体,而3 F M PSF的FWHM为比1 F M信号的显著较小,表现卓越的分辨率增强。从设置在同一行的最右面板中的信号轮廓,所述2 F M甜甜圈环的FWHM是约110纳米。另一方面, 图10A的第三行表明,当激发强度提高到3 F M信号的第一倾角,只有3 F M图像变得甜甜圈形,有一个65纳米环宽度。在这个强度,显着提高分辨率是2 F M信号与1 F M之一,当发现。

10B和10C示出了计算的PS2 F M和3 F M信号分别fs的,在该导致甜甜圈形状的相应的强度。该计算是基于 9B中的多项式拟合曲线上。计算出的曲线很好地再现,在最右边的面板在图10A中的实验的PSF的特征,再次确认一个五阶多项式拟合的适用性的非线性散射。

图1
图1. GNSS的SEM图像。通过执行在该协议的第一部分所描述的制备方法,充分分开GNSS观察。与GNSS之间大于100nm,其LSPR效果不会彼此耦合。比例尺:100纳米请点击这里查看一个更大的版本这个数字。

图2
图2.(A)安装自制的共聚焦显微镜24。 (二)与全球导航卫星系统XY形象焦点。图2(c):PSF与正确对准的XZ图像有两个激光源用于该系统。一个是一个532nm的连续波激光,另一个是脉冲超连续激光器。当测量散射信号,一个532nm的连续波激光用作光源和光电倍增管作为检测器(用激光线滤波器插入)。为了测量光谱,一个超连续激光被采纳为激光光源和分光计作为检测器。所选的激光通过一组的中性密度过滤器,以控制该激发强度发送。 50/50分束器引导到激光扫描显微镜,并允许半后向散射信号进PM T或分光计,其选择由一个翻转反射镜。在扫描系统中,有形成在物镜的聚焦平面的垂直和水平光栅扫描2电流反射镜。后向散射是由相同的目标收集由检测器转换成电信号。的信号与扫描共聚焦系统以形成图像同步。该PI阶段是使用移动GNSS轴向收购XZ形象。 请点击此处查看该图的放大版本。

图3
图3设置的SAX显微镜。大多数组件是相同的那些从一个共聚焦显微镜(红色矩形)得到的,但正弦调制加到激励激光束。蓝色矩形显示MODUL员设置。首先,激发激光被分成两束,并通过两个声光调制器分别发送到产生高频调制具有稍微不同的频率。然后,这两个调制的光束合并产生正弦调制在两个声光调制器之间的拍频。 请点击此处查看该图的放大版本。

图4
图4.调制结合梁的示波器。Y1和Y2 测量的声光调制器后,显示最大(52.1兆瓦)和最低(1.2兆瓦)调制强度值,分别为。 Y 2应该是零达到完美调制。电流调制频率为10千赫。 请点击此处查看大- [R版本这个数字。

图5
图5.检测系统的线性度测试。通过放置一个玻璃盖在焦平面,从玻璃/空气界面的激发激光的反射被用于检查检测系统的线性度。信号输出对激发强度示出以下的1-V的读出值的线性度。此外,噪音水平远低于10 -4 V,因此系统提供至少10 4的动态范围。 请点击此处查看该图的放大版本。

图6
图6.散射的80纳米GNS谱。红点表示experimental测量,以及黑线代表米氏理论计算。 请点击此处查看该图的放大版本。

图7
GNS从线性图7.散射图像反向饱和。上排显示背散射图像和下排在不同的激励强度给出了选择的纳米粒子的信号轮廓。从线性过渡到饱和反向饱和清楚地观察到。 请点击此处查看该图的放大版本。

图8
图8.散射强度与由单一GNS激励力度。蓝点对应的PSF在不同的激励强度中心散射强度,显示效果非常的非线性反应,包括饱和度和反向饱和。红色曲线表示基于五阶多项式函数拟合曲线。 (图片来自于文献再现。25。) 点击此处查看该图的放大版本。

图9
图SAX信号根据(A)的实验和(B)计算9.强度依赖性。(A) 的SAX信号通过锁定放大器萃取,每个实验数据点的平均值4 80纳米的GNSS。虚线表示SAX信号25的山坡上。(二)按照协议5,SAX SI分别计算gnals基于五阶多项式拟合图8。(从参考图像再现。25) 点击此处查看该图的放大版本。

图10
图在不同的激励强度10 SAX图像。 (一)实验观察到1 F M 2 F M,和3 F M SAX图像在不同的激励强度。像素大小为20纳米,且每个图像大小为750纳米×750纳米。甜甜圈在2 F M和3 F M强度分布绘制在最右边的面板。(二)2 F M图像计算图像轮廓在0.75毫瓦/平方厘米2。(C)计算图像的3 F <简介/ em>的为1.1 MW / cm 2的M图像 。 (图片来自于文献再现。25。) 点击此处查看该图的放大版本。

Subscription Required. Please recommend JoVE to your librarian.

Discussion

or Start trial to access full content. Learn more about your institution’s access to JoVE content here

在协议中,有几个关键步骤。首先,制备样品时,纳米颗粒的密度不应太高,以避免颗粒之间电浆耦合。如果两个或多个颗粒非常接近彼此,耦合导致LSPR波长偏移到更长的波长,从而显著降低非线性。然而,这种成像技术实际上映射,代替微粒本身电浆模式的分布。因此,可以预期,与适当的激发波长中,耦合电浆模式也可以显示强散射的非线性,并且可以具有增强的分辨率进行成像。第二,这是非常重要的,以产生激发束内纯正弦调制,从而激励使用两个声光调制器之间的跳动。由于分辨率的提高依赖于提取非线性部分(谐波频率分量)散射信号调制的,如果非线性失真存在于激发调制,然后提取会更加困难。另外,在目前的方案中,一个干涉仪的设置用于产生跳动调制,所以在干涉仪的两个光束的对准也很关键实现尽可能大的调制深度成为可能。第三,这是非常重要的,以确保信号的非线性不会从检测系统出现(其包括检测器,放大器,A / D转换器,和计算机I / O)。因此,特别注意的是必要的,以保证该检测系统工作的动态范围内。的动态范围被定义为检测系统的线性度的区域中,也就是,从噪音水平检测器饱和。在目前的情况下,所检测的电压信号低于1伏线性,噪声电平是低于10 -4五因此,该系统提供了至少10 4的动态范围。为了确保信号非线性从始发金纳米颗粒本身,而不是从检测系统,有必要保持动态范围内读出的值。第四关键因素是样品的机械稳定性。期间的非线性特性,很重要的是,纳米颗粒保持在同一焦平面上。纳米颗粒或所述样本台的轴向漂移会严重影响非线性评估的准确性。因此,纳米粒子工作时,就发现粒子在光激发不轻易走动是很重要的。另一方面,它也可以与来自光刻生长的样品工作。在这种情况下,显微阶段稳定性是主要限制因素。有与位置反馈控制的阶段,可以大大增强稳定性。作为选择,由于阶段运动通常非常缓慢例如1微米的10分钟),它是有帮助的获取的xyz三维图像堆栈,如10张图像与100nm的轴向separatioN个相邻的图像,在每个不同的强度值之间。然后在分析阶段,最亮的图像出每叠应选择为在该强度代表图像。

原则上,饱和度为基础的技术,它包括SAX和饱和结构化照明显微镜(SSIM)26的分辨率,不表现出低只要高阶非线性(高谐波频率分量)可以实现限制。然而,在实践中,分辨率是由信噪比(SNR)中提取高次谐波分量解调尤其当限制,。有几种策略,可以提高信噪比。例如,已经表明,调制频率严重影响信噪比27。另外,也可以通过计算不饱和和饱和的信号之间的强度差,只提取饱和信号(手稿中制备),以提高信噪比。

28-30,或通过荧光发射22,26,31的饱和。然而,荧光显示出光致漂白的固有问题,尤其是在强光照射。这项研究表明,全球导航卫星系统的饱和散射超分辨率显微镜一种很有前途的方法,因为不存在漂白问题21。使用SAX显微镜利用荧光的以前的研究相比,具有饱和散射分辨率增强是在这次调查中要高得多,这可能是由于高阶非线性22。另外,比SAX显微镜等,还有另一种超分辨率技术基于饱和度:SSIM 26。 SSIM利用边缘提取非线性信号的空间调制,而SAX显微镜利用时间调制。与此非漂白散射的饱和特性,因此它被预期,这一发现可与SSIM被组合以提高下宽视场生病的空间分辨率umination。

在未来的应用中,这种等离子SAX技术将是有用的,不仅要解决共振模式分布和动力学在等离子体激元的电路,而且还增强了生物组织成像的分辨率。类似的分辨率增强已证实与其他电浆材料如银(未公布的),以及非电浆材料,如硅32。在超分辨率摄像视场,SAX显微镜具有在几个方面的优点。相比于随机光学重建显微镜(STORM)和光活化定位显微镜(PALM),SAX显微镜具有每图像只需几秒钟更快的扫描速度。相比受激发射损耗(STED)显微镜,唯一一个激光需要SAX显微镜,显著降低光学复杂性。相比SSIM,SAX的分辨率在两个横向方向和轴向同时提高。此外实现足够的成像深度,随机散射沿激励或集合的光束路径是关键的。对于像风暴,PALM和SSIM宽视场技术中,图像被捕获用摄像头,这是很容易受到随机散射组织中发射的荧光光子。对于像STED和SAX点扫描技术中,荧光信号通过一个点检测器收集的,所以它们对组织散射更加健壮。然而,受激发射损耗需要相位板在焦点以创建一个环室束分布,和相位信息可在组织中的光束传播劣化。因此,SAX镜应该是这些方式对于深部组织超高分辨率成像名列前茅。

Subscription Required. Please recommend JoVE to your librarian.

Materials

Name Company Catalog Number Comments
microscope body Olympus, Japan BX-51
objective lens Olympus, Japan UPlanSapo, 100X, NA 1.4
80-nm gold colloid BBI Solutions, UK EM.GC80
supercontinuum laser Fianium, United Kingdom SC400-2-PP
broadband dielectric mirrors Thorlabs, USA BB1-E02
field emission SEM JEOL, Japan JSM-6330F optional
spectrometer Andor Technology, UK Shamrock 163
charge-coupled device Andor Technology, UK iDus DV420A-OE
acousto-optic modulators IntraAction Corp., USA AOM-402AF1
lock-in amplifier Stanford Research Systems, USA SR-830
MAS-coated slide glass Matsunami Glass, Japan, S9215

DOWNLOAD MATERIALS LIST

References

  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).
从单电浆纳米粒子散射非线性测量
Play Video
PDF DOI DOWNLOAD MATERIALS LIST

Cite this Article

Lee, H., Li, K. Y., Huang, Y. T., Shen, P. T., Deka, G., Oketani, R., Yonemaru, Y., Yamanaka, M., Fujita, K., Chu, S. W. Measurement of Scattering Nonlinearities from a Single Plasmonic Nanoparticle. J. Vis. Exp. (107), e53338, doi:10.3791/53338 (2016).More

Lee, H., Li, K. Y., Huang, Y. T., Shen, P. T., Deka, G., Oketani, R., Yonemaru, Y., Yamanaka, M., Fujita, K., Chu, S. W. Measurement of Scattering Nonlinearities from a Single Plasmonic Nanoparticle. J. Vis. Exp. (107), e53338, doi:10.3791/53338 (2016).

Less
Copy Citation Download Citation Reprints and Permissions
View Video

Get cutting-edge science videos from JoVE sent straight to your inbox every month.

Waiting X
simple hit counter