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Jan 20, 2024

Piégeage optique et contrôle de fluorescence avec lumière structurée vectorielle

Rapports scientifiques volume 12,

Rapports scientifiques volume 12, Numéro d'article : 17690 (2022) Citer cet article

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Ici, nous avons fonctionnalisé des billes de polymère à l'échelle microscopique avec des points quantiques à l'échelle nanométrique et démontré un piégeage optique et une pince à épiler, avec une mesure de fluorescence in situ, dans une configuration entièrement numérique entièrement optique. Nous décrivons la chimie nécessaire pour faciliter cela, de la désactivation de l'environnement de piégeage optique au contrôle de la taille, de l'adhérence et de l'agglomération. Nous introduisons une nouvelle configuration de piégeage optique holographique qui s'appuie sur la lumière structurée vectoriellement, permettant la livraison de formes de lumière accordables de purement scalaire à purement vectorielle, y compris des faisceaux plats invariants de propagation pour un éclairage uniforme et des paysages à gradient d'intensité adaptés. Enfin, nous montrons comment cela a le potentiel d'éteindre le blanchiment dans un piège à longueur d'onde unique par des effets linéaires (mode spatial) plutôt que non linéaires, faisant progresser le domaine naissant de l'optique pour la chimie.

Le piégeage optique ou la pince à épiler décrit la manipulation de particules nanométriques à microscopiques par transfert d'impulsion à partir d'une lumière étroitement focalisée. La pince optique a été démontrée pour la première fois par Arthur Ashkin en 1970 avec un faisceau gaussien1 et un demi-siècle plus tard, ce faisceau domine toujours les expériences de piégeage optique2. Cependant, l'utilisation de la lumière structurée3 (en faisant varier l'intensité, la phase et la polarisation de la lumière) dans les pinces optiques a permis non seulement de piéger mais aussi de déplacer, faire pivoter et diriger les particules. Ces pièges à lumière structurés sont une technique bien établie aujourd'hui4,5 et puisque la plupart des faisceaux structurés sont créés au moyen d'un hologramme, ils ont été surnommés pincettes optiques holographiques (HOT)6,7.

Avec les HOT, un réseau de pièges peut être créé pour piéger plusieurs particules simultanément tout en étant capable de modifier dynamiquement ce modèle de réseau, permettant une manipulation hautement contrôlée des particules8,9,10,11. Les faisceaux structurés qui se reconstruisent après avoir été déformés par une particule piégée (faisceaux de Bessel) ont permis le piégeage dans plusieurs plans12, tandis que le faisceau de Bessel à champ lointain peut être utilisé comme un bouclier optique aidant au piégeage dans des environnements encombrés13. Il a été démontré que les faisceaux lumineux structurés améliorent non seulement la force du piège14, mais que les faisceaux Airy, par exemple, peuvent guider une particule le long d'une certaine trajectoire permettant l'élimination sélective des particules dans un échantillon15,16 ; avec des faisceaux de pétales, il est possible de piéger simultanément des particules avec différents indices de réfraction17 et les ondes gelées peuvent augmenter la stabilité et le contrôle 3D du piège18. Le fait que la lumière transporte un moment linéaire est bien connu et est la raison pour laquelle la lumière peut piéger des particules, cependant, la lumière peut également transporter un moment angulaire orbital (OAM), comme les faisceaux Laguerre-Gaussiens (LG). En utilisant ces faisceaux porteurs OAM, les pinces optiques acquièrent également le contrôle de la rotation des particules19,20,21,22.

Jusqu'à présent, la recherche HOT s'est principalement concentrée sur les faisceaux structurés modulés en amplitude et en phase, appelés faisceaux scalaires. D'autre part, les faisceaux vectoriels sont également structurés en polarisation, ce qui signifie qu'ils ont un motif de polarisation variable dans l'espace. Le piégeage avec des faisceaux vectoriels est la voie la plus récente de la lumière structurée explorée dans les pincettes optiques et s'est déjà révélée bénéfique pour la communauté du piégeage4,5,23. Le faisceau vectoriel polarisé radialement, par exemple, est réputé pour obtenir la plus petite taille de spot lorsqu'il est étroitement focalisé24,25, cette propriété a été utilisée pour créer des pièges optiques axiaux plus solides26,27. Le premier HOT vectoriel a été démontré par Bhebhe et al.28, qui a permis le piégeage optique avec un réseau dynamique de faisceaux vectoriels et/ou scalaires.

L'utilisation de la lumière structurée dans les pincettes optiques en a fait une technique puissante. De plus, la combinaison de cet outil avec la spectroscopie de fluorescence a permis non seulement d'exercer des forces sur une particule, mais également d'observer les changements chimiques et structurels des molécules à l'intérieur du piège. Pour cette raison, les pincettes optiques combinées à la fluorescence d'une seule molécule sont aujourd'hui un outil inestimable et pionnier dans la recherche en biologie29,30,31. L'intégration de la microscopie à fluorescence dans les pinces optiques n'est cependant pas anodine, puisque la lumière de piégeage a une intensité jusqu'à six ordres de grandeur supérieure à celle de la lumière d'excitation utilisée dans les expériences de fluorescence32. La lumière de piégeage à haute intensité entraîne un photoblanchiment des fluorophores, qui est un processus irréversible par lequel les fluorophores deviennent non fluorescents33. Bien qu'il ne soit pas entièrement compris, le photoblanchiment se produit généralement lorsque des électrons déjà excités continuent d'absorber des photons et la dissociation qui en résulte entraîne alors une perte permanente du signal de fluorescence34. La solution la plus populaire pour minimiser le photoblanchiment dans les pincettes optiques consiste à utiliser deux sources différentes : un laser non résonnant à haute intensité pour le piégeage et une source résonnante à faible intensité pour l'excitation34,35. Ces deux sources sont alors séparées soit dans l'espace36,37,38 soit dans le temps39,40. Très peu de recherches ont étudié la possibilité d'utiliser la lumière structurée pour aider à l'intégration de la spectroscopie de fluorescence dans les pincettes optiques, et aucune à ce jour n'exploite la nature vectorielle de la lumière structurée, les groupes ont seulement étudié l'utilisation d'un faisceau de piégeage vortex ou "beignet" pour réduire le photoblanchiment41, 42,43. Récemment, Zhang et Milstein ont montré que la durée de vie de photoblanchiment d'un colorant organique positionné 1 \(\upmu \text{m}\) sous le centre du piège peut être prolongée en piégeant avec un faisceau vortex, tout en utilisant des sources de piégeage et d'excitation séparées43.

Ici, nous démontrons le piégeage optique et la pince à épiler avec la lumière vectorielle pour le contrôle des particules fluorescentes. Les particules fluorescentes utilisées dans cette étude sont des nanocristaux semi-conducteurs connus sous le nom de points quantiques (QD). Nous discutons d'abord en détail de la chimie pour créer des sondes QD, de la synthèse QD à leur couplage à des microbilles de polymère pour le piégeage. Nos billes de polymère à micro-échelle fonctionnalisées avec des points quantiques à l'échelle nanométrique sont ensuite introduites dans une nouvelle configuration de piégeage optique holographique qui s'appuie sur la lumière structurée vectoriellement, nous permettant un contrôle sans précédent dans l'adaptation des forces de gradient et des profils d'intensité dans le piège. Nous le démontrons avec la livraison de formes de lumière accordables de purement scalaire à purement vectorielle. Comme exemple illustratif de la puissance de notre configuration et de notre approche, nous créons un faisceau plat vectoriel invariant de propagation et montrons son potentiel pour réduire le photoblanchiment dans un piège à longueur d'onde unique par des effets linéaires (mode spatial) plutôt que non linéaires, avec des perspectives passionnantes dans l'exploration de la lumière structurée pour la chimie.

Les QD core/shell CdSe/ZnS ont été préparés en utilisant la méthode de synthèse colloïdale par injection à chaud suivie d'une réaction d'échange de ligand pour fonctionnaliser la surface avec de la L-cystéine. Un schéma du processus de synthèse suivi est illustré à la Fig. 1a (voir "Matériels et méthodes" pour plus de détails). L'image TEM des QD hydrophobes et leur distribution de taille sur la figure 1b montrent que les QD avaient un diamètre moyen de 5, 2 ± 0, 6 nm. Pour créer des sondes de fluorescence qui peuvent être piégées avec la configuration de la pince optique, ces QD ont été couplés à des billes de polymère de taille micro, comme illustré à la Fig. 1c. Une chimie EDC/NHS bien connue et largement utilisée a été utilisée pour lier les QD à la surface des billes. Les groupes carboxyle présents à la surface des billes de polystyrène commerciales ont réagi avec le groupe amine primaire des ligands L-cystéine sur les QD pour former une liaison covalente entre la bille et le QD. Les images TEM de la surface d'une perle de polymère commerciale non revêtue et d'une perle étiquetée QD sont comparées à la Fig. 1d. La perle de polymère non revêtue avait une surface lisse tandis que la surface de la perle étiquetée QD avait un aspect rugueux ou « flou » du revêtement QD, confirmant le succès de la réaction de couplage. L'intensité de fluorescence normalisée des QD à différents moments de la synthèse est illustrée à la Fig. 1e. Un temps de croissance plus long pour le noyau CdSe et les QD noyau/coquille CdSe/ZnS conduisent à des particules plus grosses (bande interdite plus petite) et donc un décalage vers le rouge dans la longueur d'onde d'émission de fluorescence a été observé. La réaction d'échange de ligand a également provoqué un décalage vers le rouge de la longueur d'onde d'émission. Après la réaction de couplage, cependant, un léger décalage vers le bleu a été observé. Afin de détecter l'émission de fluorescence des perles étiquetées QD dans la configuration de la pince optique, la lumière de fluorescence devait traverser un miroir dichroïque qui transmet la lumière avec des longueurs d'onde de 582 à 825 nm. Pour s'assurer que la majeure partie du pic d'émission est plus longue que 582 nm, les QD ont été développés pour avoir un maximum de pic de fluorescence de 595 nm ou plus.

Étapes de synthèse et caractérisation saillante des QD et des billes marquées QD. ( a ) Étapes de synthèse de CdSe / ZnS QD coiffées de L-cystéine. (b) image TEM des QD CdSe/ZnS avec leur distribution de taille correspondante ; le diamètre moyen était de 5,2 ± 0,6 nm. ( c ) La réaction de couplage des QD coiffés de L-cystéine à la surface de microbilles par le biais de la chimie EDC / NHS. ( d ) Images TEM de la surface d'un polymère non revêtu (à gauche) et d'une perle étiquetée QD (à droite), confirmant le succès de la réaction de couplage. ( e ) Émission de fluorescence des QD à différents moments tout au long de la synthèse.

L'importance d'optimiser certaines des étapes de synthèse lors de la préparation des billes marquées QD est mise en évidence à la Fig. 2. Premièrement, la purification des QD coiffés de L-cystéine peut prendre du temps, mais constitue une étape cruciale pour avoir un monodispersé et un échantillon QD sans impuretés et par conséquent un revêtement QD uniforme sur les billes de polymère. Sur la figure 2a, l'apparence des QD coiffés de L-cystéine purifiée est illustrée à gauche, ici des QD individuels sont visibles, tandis qu'une image TEM de QD CdSe/ZnS coiffés de L-cystéine brute avant purification est montrée à droite. L'échantillon brut est regroupé avec de nombreuses impuretés entre les QD de sorte qu'aucun QD individuel ne peut être vu. La grande surface des QD offre aux impuretés organiques beaucoup d'espace pour la fixation, d'où la nécessité d'une purification rigoureuse.

Étapes d'optimisation lors de la préparation des billes étiquetées QD. ( a ) Images TEM de QD CdSe / ZnS coiffés de L-cystéine purifiés (à gauche) et bruts (à droite). ( b ) Récupération de l'intensité de fluorescence des QD CdSe / ZnS coiffés de L-cystéine sur cinq jours. Les encarts photo montrent l'apparence de l'échantillon sous la lumière UV certains jours. ( c ) L'image TEM de gauche montre une perle étiquetée QD uniformément recouverte de QD, tandis que les encarts 1 à 3 montrent des perles étiquetées QD lorsque certaines étapes de synthèse n'ont pas été réalisées de manière optimale. Dans l'encart 1, l'excès d'EDC n'a pas été éliminé avant l'ajout des QD, l'encart 2 montre la réaction effectuée sous agitation magnétique par opposition à l'ultra-sonication et l'encart 3 montre la déformation des billes de polymère due à la présence d'acétone.

Après purification et séchage des QD CdSe/ZnS coiffés de L-cystéine, leur intensité de fluorescence a été désactivée. Cependant, après un certain temps, l'intensité de la fluorescence a récupéré lorsqu'elles ont été redispersées dans l'eau, comme le montre la figure 2b. Cette figure montre la récupération de la fluorescence sur une période de 5 jours ; la première mesure a été prise directement après la redispersion des QD purifiés dans l'eau. Ce phénomène de quenching peut être expliqué par les recherches publiées par Noh et al.44. Dans ce travail, ils ont montré que la fluorescence des QD CdSe solubles dans l'eau s'éteignait lorsque les QD formaient des agrégats. De même, nous savons que les QD coiffés de L-cystéine présentent une liaison hydrogène et ont tendance à s'agglutiner. Ainsi, les QD de L-cystéine ont peut-être formé des agrégats lorsqu'ils étaient concentrés, ce qui a entraîné l'extinction de la fluorescence. Lorsqu'ils ont été redispersés dans l'eau, les agrégats se sont dispersés et l'émission de fluorescence a récupéré. Pour s'assurer que le signal de fluorescence des QD a été récupéré et stable, les QD ont été stockés dans de l'eau déminéralisée pendant plusieurs jours avant d'effectuer la réaction de couplage.

Sur la gauche de la figure 2b, une image TEM d'une perle marquée QD avec un revêtement QD uniforme est montrée, tandis que les encarts 1 à 3 montrent des perles marquées QD lorsque certaines étapes de synthèse n'ont pas été réalisées de manière optimale. L'encart 1 montre une perle étiquetée QD lorsque l'excès d'EDC n'a pas été complètement éliminé avant d'ajouter les QD. L'EDC n'ayant pas réagi a activé non seulement les groupes carboxyle sur les billes mais également les groupes carboxyle de la L-cystéine sur les QD. Ces QD activés ont ensuite réagi les uns avec les autres pour former de gros agrégats. L'encart 2 montre le revêtement QD irrégulier lorsque la réaction de couplage a été réalisée sous agitation magnétique. La quantité de QD à la surface de cette perle variait de presque rien d'un côté à de gros amas de l'autre, mais effectuer la réaction dans un bain à ultrasons a grandement amélioré l'uniformité du revêtement QD (comme indiqué à gauche) . Enfin, nous voudrions souligner l'importance d'étudier attentivement le système étudié avant de tenter une synthèse. Même si l'acétone s'est avérée être un excellent solvant pour la purification des QD, dans le système QD-bille, ce solvant a provoqué la déformation des billes de polymère comme indiqué dans l'encadré 3 ; seule de l'eau distillée a donc été utilisée pour purifier les billes marquées QD.

( a ) Propagation d'un faisceau scalaire à sommet plat simulé à l'aide de l'approche du faisceau gaussien aplati. ( b ) Propagation d'un faisceau vectoriel à sommet plat montrant le profil à sommet plat inchangé. Les intensités des pics ont été normalisées pour mieux visualiser l'invariance de propagation de ce faisceau. ( c ) Profil d'intensité sous forme de changements \ (\ alpha \) montrant l'évolution d'un vortex à un sommet plat à un faisceau gaussien. Les profils du faisceau vectoriel aux valeurs critiques \(\alpha\) sont affichés dans le panneau inférieur avec le faisceau vortex à \(\alpha =0\), le faisceau plat vectoriel à \(\alpha =0.5\) et le faisceau gaussien à \(\alpha =1\).

Ici, nous démontrons un HOT vectoriel en nous concentrant sur des faisceaux plats vectoriels. Ce faisceau est bénéfique pour le piégeage optique des particules fluorescentes car il fournit un éclairage d'excitation uniforme, c'est un faisceau invariant de propagation et a un gradient d'intensité raide (ce qui signifie qu'il peut produire un piège optique fort), tout en ayant une intensité de crête plus faible pour réduire le photoblanchiment.

Un faisceau plat idéal a un profil d'intensité uniforme et tombe à zéro sur les bords. Cependant, en laboratoire, seules des approximations d'un faisceau à sommet plat peuvent être créées; certaines approximations incluent les faisceaux super-gaussien, gaussien aplati et de Fermi-Dirac45,46. L'inconvénient majeur de toutes ces approximations est que leur profil d'intensité varie au fur et à mesure qu'elles se propagent, le profil d'intensité à sommet plat n'est obtenu qu'à un certain plan après quoi le profil change assez radicalement, comme le montre la figure 3a. Le changement rapide de profil rend extrêmement difficile la livraison optique du profil à dessus plat sur le plan de piégeage étroitement focalisé. Un faisceau qui peut simplement être focalisé à travers l'objectif sur l'échantillon et conserver son profil est beaucoup plus idéal - ceci est réalisé par des faisceaux vectoriels à sommet plat. Les faisceaux plats vectoriels sont invariants en propagation car ils sont créés par la superposition de deux modes propres d'espace libre; la propagation d'un faisceau vectoriel à sommet plat est représentée sur la figure 3b.

Un faisceau plat vectoriel est obtenu par l'addition (vectorielle) d'un faisceau gaussien et d'un faisceau vortex47. Le champ est donc donné par

où \(\hbox {LG}^l_{p}\) fait référence aux modes Laguerre-Gaussiens (LG) avec p l'indice radial et l l'indice azimutal. \(\hbox {LG}_0^0\) est donc le faisceau gaussien et \(\hbox {LG}_0^1\) le faisceau vortex. Un faisceau vectoriel est formé par l'addition de champs scalaires orthogonaux à polarisation uniforme, ici le faisceau gaussien a une polarisation horizontale \({\hat{{\textbf {e}}}_{{\textbf {H}}}}\) et la polarisation verticale du faisceau vortex \({\hat{{\textbf {e}}}_{{\textbf {V}}}}\). Dans l'éq. (1), un facteur \(\alpha\) a été introduit pour pondérer les deux faisceaux scalaires, c'est-à-dire tout champ allant d'un vortex lorsque \(\alpha =0\) à un faisceau gaussien lorsque \(\alpha =1\) peut être généré ; avec le vecteur flat-top à pondération égale de \(\alpha =0.5\). L'évolution du faisceau vectoriel lorsque \(\alpha\) change est illustrée à la Fig. 3c avec les profils de faisceau aux valeurs critiques \(\alpha\) (\(\alpha = 0, 0,5\) et 1). Le champ \(LG_p^l\) prend la forme bien connue48

où \(L_p^{|l|}\) est le polynôme de Laguerre associé, w(z) \(=w_0\sqrt{1 + \left( \frac{z}{z_R}\right) ^2}\) , \(w_0\) est le rayon du faisceau gaussien, \(z_R=\frac{\pi w_0^2}{\lambda }\) est la plage de Rayleigh, \(R(z)=z\left( 1 + \ left( \frac{z_R}{z}\right) ^2\right)\) est le rayon de courbure et \(\psi (z)=\text {arctan}\left( \frac{z}{z_R} \right)\) est la phase de Gouy.

Ici, nous comparons (théoriquement) le faisceau plat vectoriel à un faisceau gaussien pour déterminer dans quels aspects les faisceaux plats sont supérieurs aux faisceaux gaussiens (et vice versa). L'intensité du faisceau vectoriel peut généralement être écrite comme la somme des intensités du faisceau gaussien et vortex (avec certaines exigences de polarisation)

où l'intensité vectorielle à sommet plat est obtenue en fixant \(\alpha =0.5\) et l'intensité gaussienne par \(\alpha =1\).

La force de gradient (ou force de piégeage) d'un faisceau est proportionnelle au gradient d'intensité du faisceau, \(F_{grad}=c\nabla I\)49,50,51. Étant donné que seules les forces relatives du vecteur plat et du faisceau gaussien sont importantes, \ (c = 1 \) peut être supposé tel que

Par conséquent, si le profil d'intensité d'un faisceau est connu, sa force de gradient peut facilement être calculée.

Pour que le faisceau plat vectoriel soit utile pour piéger les particules fluorescentes, il doit avoir une force de piégeage similaire à celle d'un faisceau gaussien mais une intensité de crête inférieure pour éventuellement réduire le photoblanchiment. Pour tester si cela est vrai, la force de gradient moyenne (\({\bar{F}}_{grad}\)) sur toute la surface de la poutre, A, a été considérée

Le rapport entre la force de gradient moyenne du flat-top (FT) et le faisceau gaussien (G) est plus pertinent.

de sorte qu'à \(\gamma = 1\) la force de gradient moyenne des faisceaux à sommet plat et gaussien est égale et à \(\gamma > 1\) le vecteur à sommet plat a une force de piégeage plus forte.

Le rapport, \(\gamma\), a été calculé à différentes puissances relatives des faisceaux gaussien et vectoriel à sommet plat et tracé sur la figure 4a. Cette figure montre donc comment les forces de gradient relatives des deux faisceaux changent lors du réglage de la puissance. Trois cas particuliers sont indiqués sur le graphique avec les profils d'intensité correspondants illustrés à la Fig. 4b : le faisceau vectoriel à sommet plat ainsi que les faisceaux gaussiens qui ont (1) la même puissance, (2) la même force de gradient et (3) la même intensité de pic que le flat-top sont tracées. Premièrement, dans le cas où la puissance des deux faisceaux est égale, \(\gamma =0,75\), ce qui signifie que le faisceau gaussien est un piège plus fort (ligne bleue). Ceci est attendu, car même si le gradient d'intensité du vecteur à sommet plat est plus raide, le pic de haute intensité du faisceau gaussien annule cet effet. Deuxièmement, pour que les deux faisceaux aient la même force de gradient moyenne (\(\gamma =1\)), le faisceau gaussien doit avoir 75 % de la puissance du faisceau plat vectoriel (ligne verte). Enfin, lorsque les deux faisceaux ont la même intensité de crête, c'est-à-dire lorsque la puissance du gaussien est la moitié de celle du faisceau à sommet plat, alors le piège à faisceau à sommet plat est 1,5 fois plus fort que le piège à faisceau gaussien (ligne orange) . Le plus pertinent est le cas où les deux poutres ont la même force de gradient ; ici, il est clair que lorsque le faisceau vectoriel à sommet plat et le faisceau gaussien ont la même force de piégeage (ou force de gradient), l'intensité maximale du vecteur à sommet plat est inférieure à celle du faisceau gaussien. Cela signifie que le faisceau vectoriel à sommet plat peut être utilisé pour piéger une particule avec la même force mais avec une intensité de crête inférieure à celle du faisceau gaussien.

Comparaison de la force de gradient d'un faisceau plat gaussien et vectoriel. ( a ) La relation entre la force de gradient relative et la puissance d'un faisceau gaussien et vectoriel à sommet plat. (b) Les profils d'intensité correspondant à un faisceau gaussien ayant la même puissance, la même force de gradient et la même intensité qu'un faisceau vectoriel à sommet plat.

Une illustration de la configuration expérimentale d'une pince optique holographique vectorielle. Les encarts montrent les faisceaux vortex et gaussien générés expérimentalement qui ont été combinés pour former le faisceau plat vectoriel. L'hologramme multiplexé qui a été codé sur le SLM pour générer un faisceau gaussien et vortex avec différents angles de propagation est affiché dans le panneau supérieur. Le panneau inférieur montre la section transversale d'un faisceau à sommet plat généré expérimentalement dans le champ proche et lointain. Les sections efficaces théoriques sont présentées en vert avec les points de données expérimentaux en noir.

La configuration expérimentale du piège optique holographique vectoriel est illustrée à la Fig. 5. Un faisceau gaussien élargi et collimaté avec une longueur d'onde de \(\lambda\) = 532 nm a été utilisé pour éclairer l'écran d'un modulateur de lumière spatial réfléchissant (SLM, Holoeye Pluton, Allemagne). Pour créer un faisceau plat vectoriel, un faisceau gaussien (\(\hbox {LG}^0_0\)) et un faisceau vortex (\(\hbox {LG}^1_0\)) avec différents angles de propagation ont été créés avec le SLM (les encarts montrent les profils d'intensité 2D de faisceaux obtenus expérimentalement). L'hologramme multiplexé en niveaux de gris qui a été codé sur le SLM à l'aide d'une modulation d'amplitude complexe est affiché dans le panneau supérieur, avec les différents réseaux des deux faisceaux en encart. Les faisceaux gaussien et vortex ont été séparés à l'aide d'un miroir en forme de D (DM) afin de diriger les faisceaux vers un séparateur de faisceau polarisant (PBS) où ils ont été combinés de manière interférométrique. Les ordres zéro et supérieurs indésirables ont été supprimés par filtrage spatial avant le PBS. Une lame demi-onde (HWP) a été ajoutée sur le trajet d'un faisceau pour changer sa polarisation d'horizontale à verticale, afin de permettre la superposition de faisceaux polarisés orthogonaux. Le faisceau plat vectoriel a donc été obtenu après le PBS ; le panneau inférieur montre la section transversale d'un faisceau à sommet plat obtenu expérimentalement dans le champ proche et lointain.

La réflexion de la lumière d'un miroir dichroïque (DM) est légèrement différente pour la lumière polarisée horizontalement et verticalement. Afin de s'assurer que le DM ne modifie pas le profil du faisceau vectoriel (étant donné que ses performances varient légèrement pour les polarisations orthogonales), une lame quart d'onde (QWP) à \(45^{\circ }\) a été ajoutée dans le chemin du faisceau vectoriel pour changer la polarisation de chaque faisceau en circulaire, ce qui signifie que les deux faisceaux faisant la lumière vectorielle ont la même "quantité" de polarisation verticale et horizontale et le DM aura le même effet sur les deux (les profils de faisceau avec et sans le QWP sont illustrés dans la Fig. S1 supplémentaire). Le système 4f (objectifs L1 et L2) a été inclus pour garantir que le faisceau généré atteigne l'ouverture arrière de l'objectif. La lentille d'objectif à NA élevée O a focalisé le faisceau pour créer le piège optique dans le plan de l'échantillon.

L'échantillon était composé de 2 billes de polystyrène \(\upmu \text{m}\) (échantillon utilisé pour obtenir la rigidité du piège) ou de billes de polystyrène étiquetées QD (échantillon fluorescent) supportées entre une lamelle et une lame de microscope. La verrerie non traitée contient des groupes silanol (Si – OH), qui rendent la surface du verre hydrophile, provoquant l'adsorption de composés polaires à la surface par liaison hydrogène. Dans cette étude, les billes de polystyrène et les billes marquées QD contenaient des groupes polaires sur leurs surfaces. Ainsi, du fait de ces groupements, les billes se sont immobilisées à la surface du verre non traité ce qui a posé un problème lors de la tentative de piégeage des particules. Pour résoudre ce problème, la verrerie (lames de microscope et lamelles) a été désactivée avant l'assemblage des échantillons. La désactivation de la verrerie a augmenté son hydrophobicité et a empêché l'adsorption indésirable de composés polaires. La désactivation a été obtenue en faisant réagir la verrerie avec du diméthyldichlorosilane (DMDCS).

Une configuration de microscope inversé a été mise en œuvre avec un DM reflétant la lumière laser dans l'objectif tout en laissant passer la lumière de fluorescence et d'éclairage. Le même laser a été utilisé à la fois pour le piégeage et l'excitation. Afin d'observer simultanément le piégeage et l'émission de fluorescence de l'échantillon, le système d'imagerie/détection a été configuré de telle sorte que la lumière bleue a été utilisée pour éclairer l'échantillon qui a été transmise par l'encoche DM, réfléchie par le passe-long DM et imagé à une caméra CCD . L'émission de fluorescence (faisceau rouge) de l'échantillon a été transmise par les deux DM pour être détectée par une photodiode à avalanche (APD, un détecteur de photon unique). Ce détecteur de photons sensible était nécessaire pour détecter la fluorescence provenant d'une seule perle étiquetée QD. Étant donné que les DM ne sont pas efficaces à 100 %, des filtres de couleur supplémentaires ont été insérés pour garantir qu'aucune lumière du laser de piégeage n'atteigne la caméra ou l'APD.

Même si cette étude s'est concentrée sur la création de faisceaux vectoriels plats, cette configuration peut être utilisée pour générer n'importe quel faisceau vectoriel arbitraire en superposant simplement différents faisceaux scalaires. Par exemple, l'ajout de deux modes vortex, \(\hbox {LG}_0^1\) et \(\hbox {LG}_0^{-1}\), créera des faisceaux vortex polarisés radialement et azimutalement.

Le mouvement d'une particule libre et d'une particule piégée avec un faisceau plat vectoriel a été surveillé pendant 5 min. La trajectoire et la distribution de la position de ces particules dans la direction Y sont illustrées sur la figure 6a. La position des particules a été suivie à l'aide de la caméra CCD et toutes les analyses d'images ont été effectuées dans Matlab. D'après cette figure, il est clair que la particule libre a subi un mouvement brownien aléatoire et s'est déplacée en 5 min sur 7,33 \(\upmu \text{m}\) (dans la direction Y). La particule piégée était cependant confinée à se déplacer de seulement 0,44 \(\upmu \text{m}\) pendant le temps d'analyse, ce qui prouve un piégeage optique réussi avec un faisceau plat vectoriel.

Le léger mouvement de la particule à l'intérieur du piège est dû au bruit thermique qui la pousse hors du piège et à la force optique qui la ramène. En surveillant ce mouvement, la force du piège pourrait être déterminée à l'aide de la méthode d'équipartition qui relie la force du piège à la variance de position de la particule piégée52 (détails donnés dans les Informations Complémentaires). Le mouvement d'une perle piégée a été suivi pendant 5 min, en prenant une mesure de position toutes les secondes. Cinq billes ont été piégées pour chaque mesure de puissance (mesurée après la lentille d'objectif) à laquelle la rigidité du piège a été déterminée. La rigidité moyenne du piège à chaque puissance est tracée sur la figure 6b, les barres d'erreur représentant l'erreur standard. La relation linéaire entre la puissance du laser et la rigidité du piège ressort de ce graphique. Les encarts montrent la trajectoire de la particule piégée à des puissances croissantes de 30 \(\mu \hbox {W}\), 120 \(\upmu \text {W}\) et 300 \(\mu \hbox {W}\ ).

Piégeage optique d'une particule 2 \(\upmu \text{m}\) avec un faisceau vectoriel à sommet plat. ( a ) Trajectoire et densité de probabilité (dans la direction y) d'une particule libre et d'une particule piégée avec un faisceau plat vectoriel, surveillées pendant 5 min. La particule libre présente un mouvement brownien et se déplace sur 7,33 \(\upmu \text{m}\) tandis que le mouvement de la particule piégée est limité à seulement 0,44 \(\upmu \text{m}\). ( b ) Rigidité du piège vectoriel à sommet plat (dans la direction x) à différentes puissances laser. Les encarts montrent la trajectoire d'une particule piégée à des puissances croissantes de 30 \(\upmu \text {W}\), 120 \(\upmu \text {W}\) et 300 \(\upmu \text {W}\ ), respectivement.

Sur la figure 7, l'accordabilité du vecteur HOT est démontrée en changeant le faisceau de piégeage des faisceaux gaussiens et vortex purement scalaires en leur combinaison vectorielle ; ici, nous démontrons également l'effet du piégeage avec différentes tailles de faisceau. Dans la rangée du haut, les profils théoriques (tracés en couleur) des faisceaux de piégeage sont affichés et sont en bon accord avec les données expérimentales (présentées en noir).

La force de piégeage optique qu'une particule subira (en raison d'un faisceau focalisé) dépend de la taille du faisceau par rapport à la particule. Dans la théorie présentée précédemment, la force de gradient moyenne du faisceau a été déterminée en intégrant sur la surface totale du faisceau. Cependant, la particule ne subira cette force totale que si elle intercepte tout le faisceau; ce qui est vrai lorsque le faisceau au niveau du piège est inférieur à la taille des particules. C'était le cas pour les billes piégées dans la rangée du milieu de la Fig. 7, ici 2 \(\upmu \text{m}\) billes ont été piégées avec un diamètre de faisceau de 1,8 \(\upmu \text{m}\) . La rangée du bas montre le mouvement d'une perle dans un piège optique où le faisceau est plus grand (3,1 \(\upmu \text{m}\)) que la perle. La taille du faisceau a été déterminée par imagerie de la réflexion arrière du faisceau à partir de la lame d'échantillon. Comme mentionné précédemment, les miroirs dichroïques ne sont pas efficaces à 100 %, donc le faisceau de piégeage a été partiellement transmis et imagé à la caméra CCD. La caméra a été calibrée en utilisant le diamètre connu des 2 billes \(\upmu \text {m}\) dans l'échantillon. Pour les petits pièges, le mouvement de la bille était concentré au centre de tous les faisceaux avec un peu plus de mouvement dans le faisceau plat et encore plus dans le faisceau vortex. Une oscillation harmonique peut être supposée et la rigidité du piège (calculée avec la méthode d'équipartition) est rapportée pour ces pièges. Le mouvement de la bille dans le grand piège gaussien était également centré mais moins raide que pour le petit piège gaussien. Le centre de la particule piégée dans le grand faisceau vortex est resté dans l'anneau du faisceau puisque c'est là que le gradient d'intensité et par conséquent la force de piégeage existent, le mouvement le long de l'anneau du faisceau était principalement dû au mouvement brownien. Enfin, le mouvement du cordon dans le grand piège à fond plat était plus uniforme, correspondant au profil uniforme du faisceau (seule une force de gradient existe aux bords du faisceau). D'après ces graphiques, il est clair que la taille et le type de faisceau ont une grande influence sur la force et les propriétés d'un piège optique.

Mouvement des billes piégées avec un faisceau plat gaussien, vortex et vectoriel lorsque la taille du faisceau est plus petite que la particule (petit piège à faisceau) ou plus grande que la particule (grand piège à faisceau). La perle avait un diamètre de 2 \(\upmu \text {m}\), le petit piège avait un diamètre de faisceau de 1,8 \(\upmu \text{m}\) et le grand piège un diamètre de 3,1 \(\upmu \text{m}\). La rigidité du piège (± écart type) pour les petits pièges à faisceau est rapportée (unité : pN/\(\upmu \text{m}\)).

Le photoblanchiment moyen de trois perles étiquetées QD piégées dans un piège à faisceau gaussien et plat à une puissance de piégeage de 60 \(\upmu \text {W}\) (la zone ombrée représente l'erreur standard). Des durées de vie de photoblanchiment plus longues ont été observées pour les fluorophores dans le piège à faisceau à dessus plat par rapport au piège à faisceau gaussien. L'encart montre les profils expérimentaux des faisceaux de piégeage.

Le faisceau plat vectoriel peut être généré pour avoir la même force de gradient que le faisceau gaussien, mais avec une intensité de crête réduite de 25 % (voir la figure 4). Cette propriété des faisceaux à sommet plat peut être exploitée pour réduire le photoblanchiment dans les pièges optiques. De plus, si les faisceaux à sommet plat sont générés avec la même puissance que les faisceaux gaussiens, ils ont une intensité de crête réduite de 50 %, avec seulement une perte minimale de force de gradient (force de piégeage), en particulier à de faibles puissances de piégeage (comme le montre expérimentalement la Fig. .S3). La figure 8 montre l'émission de fluorescence moyenne de trois billes marquées QD piégées avec un faisceau gaussien ou un faisceau plat, avec une puissance de 60 \(\mu \hbox {W}\) dans un piège à longueur d'onde unique (avec le standard erreur représentée par la zone grisée). Les signaux de fluorescence ont été normalisés et le bruit de fond soustrait (détail dans la Fig. S4 supplémentaire). Pour les deux pièges, la fluorescence de la particule a diminué en entrant dans le piège ; la demi-vie de photoblanchiment (\(\tau\)) de chaque particule a été déterminée en ajustant une fonction exponentielle \(f(t) = A\hbox {exp}(-t/\tau )+C\) à la fluorescence signal (voir Fig S5 supplémentaire pour les fonctions ajustées et les valeurs \(R^2\)). La demi-vie moyenne de photoblanchiment (± écart type) d'une perle étiquetée QD dans un piège gaussien a été déterminée à 14 ± 3 s et la demi-vie dans un piège vectoriel à dessus plat de 20 ± 3 s, ce qui est un 43 % d'augmentation de la demi-vie de photoblanchiment.

Bien que l'application du piégeage optique et de la pince en biophotonique et en physique soit très bien établie, son utilisation en chimie est beaucoup moins développée. Ici, nous introduisons la nature vectorielle complète de la lumière dans l'amélioration de la chimie à base de lumière dans un nouveau piège holographique en utilisant des QD sur mesure comme notre exemple. Nous soulignons que la combinaison d'essais de fluorescence à base de billes QD et de pinces optiques a été utilisée pour la détection d'analytes tels que l'antigène spécifique de la prostate, les gènes des virus de la grippe aviaire H5N1 et H7N9 avec une sensibilité élevée et des limites de détection aussi basses que 1,0– 14h53,54,55. Les sondes QD synthétisées dans ce travail ont donc le potentiel d'agir comme des capteurs à l'intérieur de la configuration de la pince optique pour la détection d'analytes (comme les polluants environnementaux56,57,58) avec une sensibilité accrue, une perspective future passionnante.

En conclusion, nous avons démontré une configuration de pince optique qui utilise la lumière vectorielle pour piéger et contrôler les sondes fluorescentes QD. Nous avons décrit la chimie impliquée pour fonctionnaliser des sphères de polymère micro-dimensionnées avec des QD, soulignant l'importance du contrôle de la taille, de l'adhérence et de l'agglomération. La polyvalence du vecteur HOT a été démontrée en basculant entre les faisceaux scalaires et vectoriels et en piégeant les particules avec différentes tailles de faisceau. En piégeant avec un faisceau plat à vecteur invariant de propagation, nous avons démontré le potentiel de réduction du photoblanchiment dans un piège optique à une seule longueur d'onde en adaptant simplement le paysage du gradient d'intensité.

Oxyde de cadmium (CdO), octadéc-1-ène (ODE), acide oléique (OA), oxyde de trioctylphosphine (TOPO), sélénium (Se), oxyde de zinc (ZnO), soufre (S), L-cystéine, N-( Le chlorhydrate de 3-diméthylaminopropyl)-N'-éthylcarbodiimide (EDC), le N-hydroxysuccinimide (NHS), le méthanol et l'acétone ont été achetés auprès de Sigma Aldrich (USA). Le chloroforme, l'éthanol et l'hydroxyde de potassium (KOH) ont été achetés auprès d'Associated Chemical Enterprises (Afrique du Sud). La ligne de base de gaz argon 5,0 d'Afrox (Afrique du Sud) a été utilisée. L'eau déionisée utilisée lors des synthèses provenait d'un système d'eau déionisée interne Drawwell Eco-Q (Chine). \(\hbox {Invitrogen}^{\text {TM}}\) 2 \(\mu\)m billes de latex fonctionnalisées carboxyle ont été achetées auprès de Thermo Fisher Scientific (Afrique du Sud).

Tout d'abord, des solutions précurseurs de sélénium (0,30 g Se, 1,94 g TOPO et 25 ml ODE), de zinc (0,21 g ZnO, 10 ml OA et 15 ml ODE) et de soufre (0,087 g S, 10 ml OA et 15 ml ODE) ont été préparées. . Ces solutions ont été agitées à 40 \(^{\circ }\hbox {C}\) pendant 5 heures pour assurer un mélange complet. La configuration de synthèse QD comprenait un ballon à fond rond à trois cols équipé d'un condenseur, d'un thermomètre et d'une entrée de gaz argon positionné sur un chauffe-ballon. L'ensemble de la réaction a été réalisé dans des conditions d'argon. 1,3 g de CdO, 50 ml d'ODE et 30 ml d'OA ont été ajoutés au ballon et agités vigoureusement à 260 °C jusqu'à ce qu'une solution incolore se forme indiquant la formation du complexe Cd-OA. Le précurseur Se a été ajouté au flacon (25 ml) et la nucléation et la croissance du noyau ont pu se poursuivre pendant 15 min à une température de \(\sim 240\) \(^{\circ }\hbox {C}\) . La croissance épitaxiale de la coque ZnS autour du noyau a été initiée en ajoutant 10 ml du précurseur Zn, puis rapidement 10 ml du précurseur S à la solution de noyau. La croissance de la coquille a été laissée se poursuivre pendant 40 min à une température de 240 \(^{\circ }\hbox {C}\). Après 40 minutes, la réaction a été refroidie à température ambiante. Les QD ont été purifiés avec du méthanol par centrifugation, ce qui a ensuite donné les QD hydrophobes CdSe/ZnS coiffés d'OA et de TOPO.

Une réaction d'échange de ligands a ensuite été réalisée pour fonctionnaliser la surface des QD CdSe/ZnS avec de la L-cystéine afin de les rendre hydrophiles. Une solution de 4,4 g de KOH, 60 ml de MeOH et 3 g de L-cystéine a été préparée et placée dans un bain à ultrasons pendant 10 min pour assurer la dissolution de toute la L-cystéine. La solution hydrophobe CdSe/ZnS QD a été mise en suspension dans du chloroforme et ajoutée à la solution de L-cystéine. De l'eau désionisée a été ajoutée lentement au mélange tout en agitant à température ambiante, ce qui a changé la solution orange transparente en laiteuse. Après une heure d'agitation, la solution est laissée au repos pendant une nuit pour assurer une séparation complète des phases organique et aqueuse. Les QD coiffés de L-cystéine, maintenant en phase aqueuse, ont été purifiés par centrifugation avec de l'éthanol (\(\times 4\)) et de l'acétone (\(\times 2\)). Une purification rigoureuse était nécessaire pour éliminer les composés organiques en excès de la surface des QD afin d'obtenir une solution QD monodispersée sans agglomérats. Les spectres d'absorbance et FTIR des produits QD sont présentés dans les Fig. S6 et S7 supplémentaires, respectivement.

Pour coupler les QD coiffés de L-cystéine à des billes de polymère de taille micro, 2,5 ml d'EDC (0,1 M) et 2,5 ml de NHS (0,1 M) ont été ajoutés à 50 \(\mu \hbox {l}\) du polymère billes (diluées dans 1 ml d'eau) et agitées pendant 30 min dans un bain de glace pour activer les groupes acide carboxylique sur les billes. L'excès d'EDC a été éliminé par centrifugation avec de l'eau désionisée. Après centrifugation, les billes activées ont été redistribuées dans 4 ml d'eau et 3 mg de QD ont été ajoutés. La réaction de couplage a été laissée se dérouler dans un bain à ultrasons pendant 2 h pour assurer un revêtement uniforme des QD sur les billes. Le produit couplé a été purifié par centrifugation avec de l'eau (\(\fois 3\)) et stocké dans de l'eau déminéralisée au réfrigérateur. Les spectres FTIR des billes marquées QD sont présentés dans la Fig. S8 supplémentaire.

Les ensembles de données utilisés et/ou analysés au cours de l'étude actuelle sont disponibles auprès de l'auteur correspondant sur demande raisonnable.

Ashkin, A. Accélération et piégeage des particules par pression de rayonnement. Phys. Rév. Lett. 24, 156 (1970).

Article ADS CAS Google Scholar

Volpe, G. et al. Feuille de route pour les pincettes optiques. arXiv preprintarXiv:2206.13789 (2022).

Forbes, A., de Oliveira, M. & Dennis, MR Lumière structurée. Nat. Photonique 15, 253–262 (2021).

Article ADS CAS Google Scholar

Yang, Y., Ren, Y., Chen, M., Arita, Y. & Rosales-Guzmán, C. Piégeage optique avec lumière structurée : Une revue. Adv. Photonique 3, 034001 (2021).

Article ADS CAS Google Scholar

Otte, E. & Denz, C. Le piégeage optique obtient une structure : lumière structurée pour une manipulation optique avancée. Appl. Phys. Rév. 7, 041308 (2020).

Article ADS CAS Google Scholar

Grier, DG Une révolution dans la manipulation optique. Nature 424, 810–816 (2003).

Article ADS CAS PubMed Google Scholar

Dholakia, K. & Čižmár, T. Façonner l'avenir de la manipulation. Nat. Photonics 5, 335–342 (2011).

Article ADS CAS Google Scholar

Curtis, JE, Koss, BA & Grier, DG Pincettes optiques holographiques dynamiques. Opter. Commun. 207, 169-175 (2002).

Article ADS CAS Google Scholar

Chapin, SC, Germain, V. & Dufresne, ER Piégeage, assemblage et tri automatisés avec des pincettes optiques holographiques. Opter. Express 14, 13095–13100 (2006).

Article ADS PubMed Google Scholar

Woerdemann, M., Alpmann, C., Esseling, M. & Denz, C. Piégeage optique avancé par mise en forme complexe du faisceau. Laser Photonics Rev. 7, 839–854 (2013).

Article ADS CAS Google Scholar

Malik, KS & Boruah, BR Vitesse de piège optimale dans un piège optique holographique dynamique utilisant un modulateur spatial de lumière à cristaux liquides nématiques. J. Opt. 24, 034004 (2022).

Annonces d'article Google Scholar

Garcés-Chávez, V., McGloin, D., Melville, H., Sibbett, W. & Dholakia, K. Micromanipulation simultanée dans plusieurs plans à l'aide d'un faisceau lumineux auto-reconstituant. Nature 419, 145-147 (2002).

Article ADS PubMed Google Scholar

Zhao, Q. et al. Piégeage et manipulation de cellules individuelles dans des environnements surpeuplés. Devant. Bioeng. Biotechnol. 8, 422 (2020).

Article PubMed PubMed Central Google Scholar

Shahabadi, V., Madadi, E. & Abdollahpour, D. Microsphères noyau-enveloppe antireflet optimisées pour un piégeage optique amélioré par des faisceaux lumineux structurés. Sci. Rép. 11, 1–10 (2021).

Annonces d'article Google Scholar

Baumgartl, J., Mazilu, M. & Dholakia, K. Effacement des particules à médiation optique à l'aide de paquets d'ondes aérés. Nat. Photonics 2, 675–678 (2008).

Article ADS CAS Google Scholar

Suarez, RA, Neves, AA & Gesualdi, MR Piégeage optique avec réseau de faisceaux aérés non diffractants à l'aide d'une pince optique holographique. Opter. Technologie laser. 135, 106678 (2021).

Article CAS Google Scholar

Liang, Y., Su, Y., Li, J. & Yang, C. Piégeage optique de particules de Rayleigh basé sur des faisceaux vortex gaussiens à quatre pétales. JOSA A 39, 1378–1384 (2022).

Article ADS PubMed Google Scholar

Suarez, RA, Ambrosio, LA, Neves, AA, Zamboni-Rached, M. & Gesualdi, MR Piégeage optique expérimental avec ondes gelées. Opter. Lett. 45, 2514-2517 (2020).

Article ADS CAS PubMed Google Scholar

Friese, ME, Nieminen, TA, Heckenberg, NR & Rubinsztein-Dunlop, H. Alignement optique et rotation de particules microscopiques piégées par laser. Nature 394, 348-350 (1998).

Article ADS CAS Google Scholar

Padgett, M. & Bowman, R. Brucelles avec une torsion. Nat. Photonics 5, 343–348 (2011).

Article ADS CAS Google Scholar

Arzola, AV, Chvátal, L., Jákl, P. & Zemánek, P. Conversion du spin en impulsion lumineuse orbitale visualisée par la trajectoire des particules. Sci. représentant 9, 1–7 (2019).

Article CAS Google Scholar

Zhou, Y. et al. Rotation de microparticules métalliques avec un vortex optique parfait polarisé radialement optimal. J. Opt. 24, 064003 (2022).

Annonces d'article Google Scholar

Rosales-Guzmán, C., Ndagano, B. & Forbes, A. Un examen des champs lumineux vectoriels complexes et de leurs applications. J. Opt. 20, 123001 (2018).

Annonces d'article Google Scholar

Quabis, S., Dorn, R., Eberler, M., Glöckl, O. & Leuchs, G. Concentration de la lumière sur un point plus étroit. Opter. Commun. 179, 1–7 (2000).

Article ADS CAS Google Scholar

Otte, E., Tekce, K. & Denz, C. Paysages d'intensité sur mesure par focalisation étroite de faisceaux vectoriels singuliers. Opter. Express 25, 20194-20201 (2017).

Article ADS PubMed Google Scholar

Moradi, H., Shahabadi, V., Madadi, E., Karimi, E. & Hajizadeh, F. Piégeage optique efficace avec des faisceaux vectoriels cylindriques. Opter. Express 27, 7266–7276 (2019).

Article ADS CAS PubMed Google Scholar

Michihata, M., Hayashi, T. & Takaya, Y. Mesure de la rigidité de piégeage axiale et transversale des pincettes optiques dans l'air à l'aide d'un faisceau polarisé radialement. Appl. Opter. 48, 6143–6151 (2009).

Article ADS PubMed Google Scholar

Bhebhe, N., Williams, PA, Rosales-Guzmán, C., Rodriguez-Fajardo, V. & Forbes, A. Un piège optique holographique vectoriel. Sci. Rép. 8, 1–9 (2018).

Article CAS Google Scholar

Choudhary, D., Mossa, A., Jadhav, M. & Cecconi, C. Applications biomoléculaires des développements récents dans les pincettes optiques. Biomolécules 9, 23 (2019).

Article PubMed Central Google Scholar

Corsetti, S. & Dholakia, K. Manipulation optique : Progrès de la biophotonique au 21e siècle. J. Biomed. Opter. 26, 070602 (2021).

Article ADS CAS PubMed Central Google Scholar

Hashemi Shabestari, M., Meijering, AE, Roos, WH, Wuite, GJ & Peterman, EJ Progrès récents dans les applications biologiques à une seule molécule des pincettes optiques et de la microscopie à fluorescence. Méthodes Enzymol. 582, 85-119 (2017).

Article CAS PubMed Google Scholar

van Dijk, MA, Kapitein, LC, van Mameren, J., Schmidt, CF & Peterman, EJ Combinaison de piégeage optique et de spectroscopie de fluorescence à molécule unique : photoblanchiment amélioré des fluorophores. J.Phys. Chim. B 108, 6479–6484 (2004).

Article PubMed Google Scholar

Diaspro, A., Chirico, G., Usai, C., Ramoino, P. & Dobrucki, J. Photoblanchiment. Dans Manuel de microscopie confocale biologique, 690–702 (Springer, 2006).

Ma, G. et al. Méthode monomolécule hybride simultanée par pincettes optiques et fluorescence. Nanotechnologie. Précis. Ing. 2, 145-156 (2019).

Article ADS CAS Google Scholar

Bustamante, CJ, Chemla, YR, Liu, S. & Wang, MD Pincettes optiques en biophysique à molécule unique. Nat. Rev. Methods Primers 1, 1–29 (2021).

Article Google Scholar

Chuang, C.-Y., Zammit, M., Whitmore, ML & Comstock, MJ Pinces optiques haute résolution combinées et fluorescence à une seule molécule multicolore avec une chaîne de montage automatisée à une seule molécule. J.Phys. Chim. A 123, 9612–9620 (2019).

Article CAS PubMed Google Scholar

Lang, MJ, Fordyce, PM & Block, SM Piégeage optique combiné et fluorescence à une seule molécule. J. Biol. 2, 1–4 (2003).

Article Google Scholar

Chen, Z., Cai, Z., Liu, W. et Yan, Z. Piégeage optique et manipulation pour la spectroscopie et la microscopie à une seule particule. J. Chem. Phys. 157, 050901 (2022).

Article ADS CAS PubMed Google Scholar

Brau, RR, Tarsa, PB, Ferrer, JM, Lee, P. & Lang, MJ Mesures de force-fluorescence optique entrelacées pour la biophysique d'une seule molécule. Biophys. J. 91, 1069-1077 (2006).

Article CAS PubMed PubMed Central Google Scholar

Lee, S.-H. Intégration optimale de l'éclairage à large champ et des pinces optiques holographiques pour la microscopie multimodale avec une flexibilité et une polyvalence ultimes. Opter. Express 26, 8049–8058 (2018).

Article ADS CAS PubMed Google Scholar

Jeffries, GD et al. Utilisation de pièges à vortex optiques en forme de polarisation pour la nanochirurgie unicellulaire. Nano Lett. 7, 415–420 (2007).

Article ADS CAS PubMed PubMed Central Google Scholar

Pollari, R. & Milstein, JN Prise en compte de la polarisation dans l'étalonnage d'une pince optique axiale à faisceau en beignet. PLoS ONE 13, e0193402 (2018).

Article PubMed PubMed Central Google Scholar

Zhang, Z. & Milstein, J. Prolongation de la durée de vie du photoblanchiment en présence d'une pince optique par ingénierie du front d'onde. J. Opt. 22, 095301 (2020).

Article ADS CAS Google Scholar

Non, M. et al. Désactivation de la fluorescence causée par l'agrégation de points quantiques de cdse solubles dans l'eau. Colloïdes Surf., A 359, 39–44 (2010).

Article CAS Google Scholar

De Silvestri, S., Laporta, P., Magni, V. & Svelto, O. Résonateurs laser instables à semi-conducteurs avec miroirs à réflectivité conique : l'approche super-gaussienne. IEEE J. Quantum Electron. 24, 1172-1177 (1988).

Annonces d'article Google Scholar

Gori, F. Faisceaux gaussiens aplatis. Opter. Commun. 107, 335–341 (1994).

Annonces d'article Google Scholar

Bhebhe, N., Rosales-Guzman, C. & Forbes, A. Analyse classique et quantique de faisceaux plats vectoriels invariants de propagation. Appl. Opter. 57, 5451–5458 (2018).

Article ADS CAS PubMed Google Scholar

Rosales-Guzmán, C. & Forbes, A. Comment façonner la lumière avec des modulateurs spatiaux de lumière (SPIE Press, Berlin, 2017).

Réserver Google Scholar

Neuman, KC & Block, SM Piégeage optique. Rev. Sci. Instrument. 75, 2787-2809 (2004).

Article ADS CAS PubMed Google Scholar

Bartlett, P. & Henderson, S. Étalonnage de force tridimensionnelle d'un piège à gradient optique à faisceau unique. J. Phys. : Condens. Affaire 14, 7757 (2002).

Annonces CAS Google Scholar

Harada, Y. & Asakura, T. Forces de rayonnement sur une sphère diélectrique dans le régime de diffusion de Rayleigh. Opter. Commun. 124, 529-541 (1996).

Article ADS CAS Google Scholar

Gieseler, J. et al. Brucelles optiques - de l'étalonnage aux applications : un tutoriel. Adv. Opter. Photon. 13, 74–241 (2021).

Article Google Scholar

Cao, D. et al. Détection de gènes à deux composants pour le virus H7N9 - la combinaison du piégeage optique et du test de fluorescence à base de billes. Biosens. Bioélectron. 86, 1031-1037 (2016).

Article CAS PubMed Google Scholar

Cao, D. et al. Test de fluorescence basé sur un réseau de billes assisté par piégeage optique multiple de l'antigène spécifique de la prostate libre et total dans le sérum. Sens. Actionneurs, B Chem. 269, 143-150 (2018).

Article CAS Google Scholar

Li, C.-Y. et coll. Détection par fluorescence des séquences de gènes du virus H5N1 basée sur des pinces optiques avec excitation à deux photons à l'aide d'un seul laser à impulsion nanoseconde proche infrarouge. Anal. Chim. 88, 4432–4439 (2016).

Article CAS PubMed Google Scholar

Nsibande, SA & Forbes, PB Détection par fluorescence de pesticides à l'aide de matériaux à points quantiques - une revue. Anal. Chim. Acta 945, 9-22 (2016).

Article CAS PubMed Google Scholar

Montaseri, H. & Forbes, PB Points quantiques revêtus de polymère à empreinte moléculaire pour la détection de fluorescence de l'acétaminophène. Mater. Aujourd'hui Commun. 17, 480–492 (2018).

Article CAS Google Scholar

Adegoke, O. & Forbes, PB Sonde de fluorescence nanocomposite d'oxyde de graphène à points quantiques coiffée de L-cystéine pour la détection d'hydrocarbures aromatiques polycycliques. Talante 146, 780–788 (2016).

Article CAS PubMed Google Scholar

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Les auteurs tiennent à remercier le Dr Valeria Rodríguez-Fajardo pour son aide à l'analyse d'image et à la configuration optique ainsi que le Dr Sifiso A Nsibande pour son aide dans la synthèse initiale des points quantiques. Ce travail est basé sur la recherche financée en partie par la National Research Foundation d'Afrique du Sud (numéro de subvention : 122136).

Département de chimie, Université de Pretoria, Pretoria, Afrique du Sud

Ané Kritzinger & Patricia BC Forbes

École de physique, Université du Witwatersrand, Johannesburg, Afrique du Sud

André Forbes

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AK a mené les expériences, AF et PBCF ont supervisé le projet. Tous les auteurs ont aidé à l'interprétation des données et ont examiné le manuscrit.

Correspondance à Patricia BC Forbes.

Les auteurs ne déclarent aucun intérêt concurrent.

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Réimpressions et autorisations

Kritzinger, A., Forbes, A. & Forbes, PBC Piégeage optique et contrôle de fluorescence avec lumière structurée vectorielle. Sci Rep 12, 17690 (2022). https://doi.org/10.1038/s41598-022-21224-1

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Reçu : 01 août 2022

Accepté : 23 septembre 2022

Publié: 21 octobre 2022

DOI : https://doi.org/10.1038/s41598-022-21224-1

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