Optikai csipesz - Optical tweezers

Az optikai csipesz (eredeti nevén egynyalábú gradiens erőcsapda ) tudományos műszerek, amelyek erősen fókuszált lézersugarat használnak a mikroszkopikus és szubmikroszkópos tárgyak, például atomok , nanorészecskék és cseppek tartására és mozgatására a csipeszhez hasonló módon . Ha a tárgyat levegőben vagy vákuumban tartják további támogatás nélkül, optikai levitációnak nevezhetjük .

A lézerfény vonzó vagy taszító erőt biztosít (jellemzően pico newton nagyságrendben ), a részecske és a környező közeg relatív törésmutatójától függően . Lebegés lehetséges, ha a fény ereje ellensúlyozza a gravitációs erőt . A csapdába esett részecskék általában mikron méretűek vagy kisebbek. Dielektromos és elnyelő részecskék is csapdába eshetnek.

Az optikai csipeszeket a biológiában és az orvostudományban használják (például egyetlen baktérium vagy sejt, például spermium , vérsejt vagy DNS megragadására és megtartására ), a nanomérnökségben és a nanokémiában (anyagok tanulmányozására és építésére egyetlen molekulából ), a kvantumoptikában és a kvantumoptomechanikában (az egyes részecskék és a fény kölcsönhatásának tanulmányozása). Arthur Ashkin optikai csípésének fejlesztését dicsérték a 2018 -as fizikai Nobel -díjjal .

Történelem és fejlődés

Az optikai szóródás és a gradiens erők kimutatásáról mikron méretű részecskéken először 1970 -ben számolt be Arthur Ashkin, a Bell Labs munkatársa . Évekkel később Ashkin és kollégái beszámoltak az első megfigyelésről, amelyet ma általában optikai csipesznek neveznek: egy szorosan fókuszált fénysugarat, amely képes három dimenzióban stabilan tartani a mikroszkopikus részecskéket. 2018 -ban Ashkin fizika Nobel -díjat kapott ezért a fejlesztésért.

Az egyik szerző e korszakalkotó 1986 papír, Steven Chu , menne, ha optikai tweezing művében, a hűtés és csapdázás semleges atomok. Ez a kutatás Chu-nak Claude Cohen-Tannoudjival és William D. Phillips - szel együtt megkapta az 1997-es fizikai Nobel-díjat . Steven Chu egy interjúban leírta, hogyan látta Ashkin először az optikai csípést az atomcsapda módszereként. Ashkin képes volt nagyobb (10-10 000 nanométer átmérőjű) részecskéket csapdába ejteni, de Chu-ra esett, hogy ezeket a technikákat kiterjessze a semleges atomok (0,1 nanométer átmérőjű) csapdájára, rezonáns lézerfény és mágneses gradienscsapda (vö. Magneto- optikai csapda ).

A nyolcvanas évek végén Arthur Ashkin és Joseph M. Dziedzic demonstrálták a technológia első alkalmazását a biológiai tudományokban, felhasználva ezzel egy egyéni dohánymozaik -vírus és Escherichia coli baktérium befogására . Az 1990-es években és azt követően olyan kutatók, mint Carlos Bustamante , James Spudich és Steven Block úttörő szerepet játszottak az optikai csapdaerő- spektroszkópia használatában a molekuláris méretű biológiai motorok jellemzésére. Ezek a molekuláris motorok mindenütt jelen vannak a biológiában, és felelősek a sejtben való mozgásért és mechanikai hatásért. Az optikai csapdák lehetővé tették ezeknek a biofizikusoknak, hogy megfigyeljék a nanoméretű motorok erőit és dinamikáját egyetlen molekula szintjén; Az optikai csapdaerő-spektroszkópia azóta jobban megértette ezen erőtermelő molekulák sztochasztikus jellegét.

Az optikai csipesz a biológia más területein is hasznosnak bizonyult. A szintetikus biológiában mesterséges sejtek szövetszerű hálózatainak felépítésére és szintetikus membránok összeolvasztására használják biokémiai reakciók elindítására. Széles körben alkalmazzák genetikai vizsgálatokban és a kromoszóma szerkezetének és dinamikájának kutatásában is. 2003 -ban az optikai csipesz technikáit alkalmazták a sejtválogatás területén; a mintaterületen nagy optikai intenzitású minta létrehozásával a sejtek belső optikai jellemzőik alapján rendezhetők. Optikai csipeszt is használtak a citoszkeleton szondázására , a biopolimerek viszkoelasztikus tulajdonságainak mérésére és a sejtek mozgékonyságának vizsgálatára . Olyan bio-molekuláris vizsgálatot javasoltak 2011-ben, amelyet kísérletileg 2013-ban mutattak be, amikor a ligandummal bevont nano-részecskék halmazait optikailag csapdába ejtik és optikailag detektálják a célmolekula által kiváltott klaszterezés után.

A 2001 -ben hatékonyan kimutatott Kapitsa – Dirac -effektus álló fényhullámokat használ a részecskék sugárzására.

A kutatók azon is dolgoztak, hogy az optikai csipeszeket nagy, összetett műszerekből kisebb, egyszerűbbekké alakítsák át, kisebb kutatási költségvetéssel rendelkezők számára.

Fizika

A dielektromos tárgyakat a gerenda középpontja vonzza, kissé a gerenda dereka fölött, ahogy azt a szöveg is leírja. A tárgyra kifejtett erő lineárisan függ annak elmozdulásától a csapda középpontjától, mint egy egyszerű rugórendszer esetén. Ez egy helyreállító erő, és így egyenlő .${\ displaystyle -k _ {\ mathrm {trap}} x}$

Általános leírása

Az optikai csipesz képes a nanométeres és mikron méretű dielektromos részecskék manipulálására rendkívül kis erők kifejtésével, erősen fókuszált lézersugárral . A sugarat általában úgy fókuszálják, hogy mikroszkóp objektíven keresztül továbbítják . A fókuszált nyaláb legszűkebb pontja, az úgynevezett gerenda derék , nagyon erős elektromos mező gradienst tartalmaz. A dielektromos részecskék a gradiens mentén a legerősebb elektromos mező tartományához vonzódnak, amely a sugár középpontja. A lézerfény hajlamos továbbá erőt kifejteni a sugárban lévő részecskékre a sugár terjedési iránya mentén. Ennek oka a lendület megőrzése : az apró dielektromos részecske által elnyelt vagy szétszórt fotonok lendületet adnak a dielektromos részecskének. Ezt szórási erőnek nevezik, és ennek eredményeként a részecske kissé elmozdul az áramlás irányában a sugár derék pontos helyzetétől, amint az az ábrán látható.

Az optikai csapdák nagyon érzékeny műszerek, és képesek manipulálni és kimutatni a szub-nanométeres elmozdulásokat a szubmikronos dielektromos részecskéknél. Emiatt gyakran használják egyes molekulák manipulálására és tanulmányozására úgy, hogy kölcsönhatásba lépnek az adott molekulához rögzített gyöngyökkel. DNS és a fehérjék és enzimek , amelyek kölcsönhatásba lépnek vele általában tanulmányozták ezen a módon.

Kvantitatív tudományos mérésekhez a legtöbb optikai csapdát úgy működtetik, hogy a dielektromos részecske ritkán mozog távol a csapda középpontjától. Ennek az az oka, hogy a részecskére kifejtett erő lineáris a csapda középpontjából való elmozdulása tekintetében, amíg az elmozdulás kicsi. Ily módon az optikai csapdát össze lehet hasonlítani egy egyszerű rugóval, amely követi Hooke törvényét .

Részletes nézet

Az optikai csapdázási viselkedés helyes magyarázata a csapdába esett részecske méretétől függ a csapdába ejtett fény hullámhosszához viszonyítva. Azokban az esetekben, amikor a részecske mérete sokkal nagyobb, mint a hullámhossz, elegendő egy egyszerű sugároptikai kezelés. Ha a fény hullámhossza messze meghaladja a részecskeméreteket, akkor a részecskék elektromos dipólusként kezelhetők egy elektromos térben. A dielektromos tárgyak optikai csapdázásához, amelyek mérete a nagyságrendbe eső sugár hullámhosszának nagyságrendje, az egyetlen pontos modell az időfüggő vagy időharmonikus Maxwell -egyenletek kezelését jelenti , megfelelő peremfeltételek alkalmazásával.

Ray optika

Ray optika magyarázat (fókuszálatlan lézer). Amikor a gyöngy elmozdul a sugár középpontjától (jobb oldali kép), az intenzívebb sugarak nagyobb lendületváltozása hatására a lézer középpontja felé nettó erő hat. Amikor a gyöngy oldalirányban a gerenda középpontjába kerül (bal oldali kép), a keletkező oldalsó erő nulla. De a fókuszálatlan lézer továbbra is a lézertől távolodó erőt okoz.

Ray optika magyarázat (fókuszált lézer). Amellett, hogy a gyöngyöt a lézer közepén tartja, a fókuszált lézer rögzített tengelyirányú helyzetben is tartja a gyöngyöt: A fókuszált sugarak lendületváltozása erőt okoz a lézerfókusz felé, mind akkor, amikor a gyöngy elöl van (balra) kép) vagy a lézerfókusz mögött (jobb oldali kép). Tehát a gyöngy kissé a fókusz mögött marad, ahol ez az erő kompenzálja a szórási erőt.

Azokban az esetekben, amikor egy csapdába esett részecske átmérője lényegesen nagyobb, mint a fény hullámhossza, a csapdázási jelenség megmagyarázható a sugároptika segítségével. Amint az ábrán látható, a lézer által kibocsátott egyes fénysugarak megtörnek , amikor belépnek és kilépnek a dielektromos gyöngyből. Ennek eredményeként a sugár más irányba fog kilépni, mint ahonnan származik. Mivel a fényhez lendület kapcsolódik, ez az irányváltozás azt jelzi, hogy lendülete megváltozott. Newton harmadik törvénye miatt a részecskén egyenlő és ellentétes lendületváltozásnak kell történnie.

A legtöbb optikai csapda Gauss -sugár (TEM ₀₀ mód) profilintenzitással működik. Ebben az esetben, ha a részecske elmozdul a sugár középpontjától, mint az ábra jobb részén, akkor a részecske nettó erővel visszakerül a csapda középpontjába, mivel az intenzívebb nyalábok nagyobb lendületváltozást eredményeznek a a csapda középpontjában, mint a kevésbé intenzív gerendák, amelyek kisebb lendületváltozást biztosítanak a csapda középpontjától távol. A nettó lendületváltozás vagy erő visszaadja a részecskét a csapda középpontjába.

Ha a részecske a sugár közepén helyezkedik el, akkor az egyes fénysugarak szimmetrikusan törnek át a részecskén, ami nem eredményez nettó oldalirányú erőt. A nettó erő ebben az esetben a csapda tengelyiránya mentén van, ami megszünteti a lézerfény szórási erejét. Ennek az axiális gradiens erőnek a szórási erővel történő megszüntetése okozza azt, hogy a gyöngy stabilan csapdába esik a gerenda derékától kissé lefelé.

A standard csipesz a gravitációs irányban terjedő csapdázó lézerrel, a fordított csipesz pedig a gravitáció ellen működik.

Elektromos dipólus közelítés

Azokban az esetekben, amikor egy csapdába esett részecske átmérője lényegesen kisebb, mint a fény hullámhossza, a Rayleigh -szórás feltételei teljesülnek, és a részecske pont -dipólként kezelhető egy inhomogén elektromágneses mezőben . Az elektromágneses térben egyetlen töltésre kifejtett erőt Lorentz -erőnek nevezik ,

${\ displaystyle \ mathbf {F_ {1}} = q \ left (\ mathbf {E_ {1}} +{\ frac {d \ mathbf {x_ {1}}} {dt}} \ times \ mathbf {B} \jobb).}$

A dipólusra ható erőt úgy lehet kiszámítani, hogy a fenti egyenletben két taggal helyettesítjük az elektromos mezőt, minden töltésnél egyet. A dipólus polarizációja hol van a két töltés közötti távolság. Egy pont -dipólus esetében a távolság végtelenül kicsi . Figyelembe véve, hogy a két töltés ellentétes jelekkel rendelkezik, az erő ${\ displaystyle \ mathbf {p} = q \ mathbf {d},}$${\ displaystyle \ mathbf {d}}$${\ displaystyle \ mathbf {x} _ {1}-\ mathbf {x} _ {2}.}$

${\ displaystyle {\ begin {aligned} \ mathbf {F} & = q \ left (\ mathbf {E_ {1}} \ left (x, y, z \ right)-\ mathbf {E_ {2}} \ left (x, y, z \ jobb)+{\ frac {d (\ mathbf {x} _ {1}-\ mathbf {x} _ {2})} {dt}} \ times \ mathbf {B} \ jobb ) \\ & = q \ bal (\ mathbf {E_ {1}} \ bal (x, y, z \ jobb)+\ bal ((\ mathbf {x} _ {1}-\ mathbf {x} _ { 2}) \ cdot \ nabla \ jobb) \ mathbf {E} -\ mathbf {E_ {1}} \ bal (x, y, z \ jobb)+{\ frac {d (\ mathbf {x} _ {1 }-\ mathbf {x} _ {2})} {dt}} \ times \ mathbf {B} \ jobb). \\\ end {aligned}}}$

Vegye figyelembe, hogy a törlés ki. A töltéssel való szorzás ,, a pozíciót polarizációvá alakítja ,, ${\ displaystyle \ mathbf {E_ {1}}}$${\ displaystyle q}$${\ displaystyle \ mathbf {x}}$${\ displaystyle \ mathbf {p}}$

${\ displaystyle {\ begin {aligned} \ mathbf {F} & = \ left (\ mathbf {p} \ cdot \ nabla \ right) \ mathbf {E} +{\ frac {d \ mathbf {p}} {dt }} \ times \ mathbf {B} \\ & = \ alpha \ left [\ left (\ mathbf {E} \ cdot \ nabla \ right) \ mathbf {E} +{\ frac {d \ mathbf {E}} {dt}} \ times \ mathbf {B} \ right], \\\ end {aligned}}}$

ahol a második egyenlőségben azt feltételeztük, hogy a dielektromos részecske lineáris (azaz ). ${\ displaystyle \ mathbf {p} = \ alpha \ mathbf {E}}$

Az utolsó lépésekben két egyenlőséget használnak: (1) A vektor -elemzési egyenlőség , (2) Faraday indukciós törvénye .

1. ${\ displaystyle \ left (\ mathbf {E} \ cdot \ nabla \ right) \ mathbf {E} = \ nabla \ left ({\ frac {1} {2}} E^{2} \ right)-\ mathbf {E} \ alkalommal \ balra (\ nabla \ times \ mathbf {E} \ jobb)}$
2. ${\ displaystyle \ nabla \ times \ mathbf {E} =-{\ frac {\ részleges \ mathbf {B}} {\ részleges}}}$

Először is, a vektor egyenlősége be lesz illesztve az első kifejezésre a fenti erőegyenletbe. Maxwell egyenlete a vektor egyenlőség második tagjára kerül. Ekkor a két kifejezés, amely időderiváltokat tartalmaz, egyetlen kifejezéssé egyesíthető.

${\ displaystyle {\ begin {aligned} \ mathbf {F} & = \ alpha \ left [{\ frac {1} {2}} \ nabla E^{2}-\ mathbf {E} \ times \ left (\ nabla \ times \ mathbf {E} \ jobb)+{\ frac {d \ mathbf {E}} {dt}} \ times \ mathbf {B} \ right] \\ & = \ alpha \ left [{\ frac { 1} {2}} \ nabla E^{2}-\ mathbf {E} \ times \ left (-{\ frac {d \ mathbf {B}} {dt}} \ right)+{\ frac {d \ mathbf {E}} {dt}} \ times \ mathbf {B} \ right] \\ & = \ alpha \ left [{\ frac {1} {2}} \ nabla E^{2}+{\ frac { d} {dt}} \ bal (\ mathbf {E} \ times \ mathbf {B} \ jobb) \ jobb]. \\\ end {aligned}}}$

Az utolsó egyenlőség második tagja egy mennyiség időderiváltja , amely egy multiplikatív állandón keresztül kapcsolódik a Poynting -vektorhoz , amely leírja a felületen áthaladó egységnyi teljesítményt. Mivel a lézer teljesítménye állandó, amikor a mintavétel során a lézerfrekvencia ~ 10 ¹⁴ Hz frekvenciájánál jóval hosszabb frekvencián vesz mintát , ennek a kifejezésnek a deriváltja átlagban nulla, és az erő leírható

${\ displaystyle \ mathbf {F} = {\ frac {1} {2}} \ alfa \ nabla E^{2} = {\ frac {2 \ pi n_ {0} a^{3}} {c}} \ bal ({\ frac {m^{2} -1} {m^{2} +2}} \ jobb) \ nabla I (\ mathbf {r}),}$

ahol a második részben egy gömb alakú dielektromos részecske indukált dipólusmomentumát (MKS egységekben) szerepeltettük: ahol a részecske sugara, a részecske törésmutatója és a részecske és a közeg relatív törésmutatója . Az elektromos mező nagyságának négyzete megegyezik a sugár intenzitásával a helyzet függvényében. Ezért az eredmény azt jelzi, hogy a dielektromos részecskére ható erő, ha pont -dipólusként kezeljük, arányos a sugár intenzitása szerinti gradienssel. Más szóval, az itt leírt gradiens erő hajlamos vonzani a részecskét a legintenzívebb tartományba. Valójában a fény szórási ereje a csapda tengelyirányú gradiens ereje ellen hat, és egyensúlyi helyzetet eredményez, amely az intenzitás maximumától kissé elmozdul. A Rayleigh -közelítés alatt a szórási erőt is írhatjuk ${\ displaystyle \ mathbf {p} = \ alpha \ mathbf {E} (\ mathbf {r}, t) = 4 \ pi n_ {0}^{2} \ epsilon _ {0} a^{3} (m ^{2} -1)/(m^{2} +2) \ mathbf {E} (\ mathbf {r}, t)}$${\ displaystyle a}$${\ displaystyle n_ {0}}$${\ displaystyle m = n_ {0}/n_ {1}}$

${\ displaystyle \ mathbf {F} _ {\ text {scat}} (\ mathbf {r}) = {\ frac {k^{4} \ alpha^{2}} {6 \ pi cn_ {0}^{ 3} \ epsilon _ {0}^{2}}} I (\ mathbf {r}) {\ hat {z}} = {\ frac {8 \ pi n_ {0} k^{4} a^{6 }} {3c}} \ bal ({\ frac {m^{2} -1} {m^{2} +2}} \ jobb)^{2} I (\ mathbf {r}) {\ hat { z}}.}$

Mivel a szórás izotróp, a nettó lendület előre halad. A kvantumszinten a gradiens erőt előre Rayleigh -szórásnak képzeljük el, amelyben azonos fotonok keletkeznek és megsemmisülnek egyidejűleg, míg a szórási (sugárzási) erőben a beeső fotonok ugyanabba az irányba haladnak és izotróp módon „szóródnak”. A lendület megőrzésével a részecskének fel kell halmoznia a fotonok eredeti mozzanatát, előrehaladó erőt okozva az utóbbiban.

Harmonikus potenciál közelítése

Hasznos módja annak, hogy tanulmányozzuk az atom kölcsönhatását Gauss -sugárban, ha megvizsgáljuk az atom által tapasztalt intenzitásprofil harmonikus potenciál -közelítését. A kétszintű atom esetében a tapasztalt potenciál összefügg az AC Stark eltolódásával ,

${\ displaystyle \ mathbf {\ Delta E} _ {\ text {AC Stark}} = {\ frac {3 \ pi c^{2} \ Gamma \ mu} {2 \ omega _ {0}^{3} \ delta}} \ mathbf {I (r, z)}}$

ahol a gerjesztett állapot természetes vonalszélessége, az elektromos dipólus csatolás, az átmenet frekvenciája, és a lézerfrekvencia és az átmeneti frekvencia közötti eltérés vagy különbség. ${\ displaystyle \ Gamma}$${\ displaystyle \ mu}$${\ displaystyle \ omega _ {o}}$${\ displaystyle \ delta}$

A gauss -sugárprofil intenzitását a hullámhossz , a minimális derék és a sugár teljesítménye jellemzi . A sugárprofilt a következő képletek határozzák meg: ${\ displaystyle (\ lambda)}$${\ displaystyle (w_ {o})}}$${\ displaystyle (P_ {o})}}$

${\ displaystyle I (r, z) = I_ {0} \ left ({\ frac {w_ {0}} {w (z)}} \ right)^{2} e^{-{\ frac {2r^ {2}} {w^{2} (z)}}}}$

${\ displaystyle w (z) = w_ {0} {\ sqrt {1+ \ left ({\ frac {z} {z_ {R}}} \ right)^{2}}}}$

${\ displaystyle z_ {R} = {\ frac {\ pi w_ {0}^{2}} {\ lambda}}}$

${\ displaystyle P_ {0} = {\ frac {1} {2}} \ pi I_ {0} w_ {0}^{2}}$

Ahhoz, hogy közelítse ez a Gauss potenciált, mind a radiális és axiális irányban a fény, az intenzitás profil kell terjeszteni, hogy a második rendet , és a és a rendre, és egyenlővé a harmonikus potenciális . Ezeket a bővítéseket fix teljesítmény feltételezésével értékelik. ${\ displaystyle z}$${\ displaystyle r}$${\ displaystyle r = 0}$${\ displaystyle z = 0}$${\ displaystyle {\ frac {1} {2}} m (\ omega _ {z}^{2} z^{2}+\ omega _ {r}^{2} r^{2})}$

${\ displaystyle {\ frac {1} {2!}} {\ frac {\ rész ^{2} I} {\ részleges z ^{2}}} {\ Biggr |} _ {r, z = 0} z ^{2} = {\ frac {2P_ {0} \ lambda ^{2}} {\ pi ^{3} w_ {0} ^{6}}} z ^{2} = {\ frac {1} { 2}} m \ omega _ {z}^{2} z^{2}}$

${\ displaystyle {\ frac {1} {2!}} {\ frac {\ rész ^{2} I} {\ részleges r ^{2}}} {\ Biggr |} _ {r, z = 0} r ^{2} = {\ frac {4P_ {0}} {\ pi w_ {0}^{4}}} r^{2} = {\ frac {1} {2}} m \ omega _ {r} ^{2} r^{2}}$

Ez azt jelenti, hogy a harmonikus frekvenciák (vagy a csapdafrekvenciák megoldása, amikor az atomok optikai csapdáit figyelembe vesszük) megoldása során a frekvenciák a következők:

${\ displaystyle \ omega _ {r} = {\ sqrt {\ frac {8P_ {0}} {\ pi mw_ {0}^{4}}}}}$

${\ displaystyle \ omega _ {z} = {\ sqrt {\ frac {4P_ {0} \ lambda ^{2}} {m \ pi ^{3} w_ {0} ^{6}}}}}$

úgy, hogy a relatív csapdafrekvenciák a sugárirányú és tengelyirányú irányoknál csak a deréksugár skála függvényében:

${\ displaystyle {\ frac {\ omega _ {r}} {\ omega _ {z}}} = {\ sqrt {2}} {\ frac {w_ {0} \ pi} {\ lambda}}}$

Optikai levitáció

Annak érdekében, hogy lebegni a részecske a levegőben, a lefelé irányuló gravitációs erő ellensúlyozni kell a erők eredő foton lendületet transzfer. A fókuszált, kellő intenzitású lézersugár foton sugárzási nyomása tipikusan ellensúlyozza a lefelé irányuló gravitációs erőt, ugyanakkor megakadályozza az oldalsó (oldalról oldalra) és függőleges instabilitást, hogy lehetővé tegye a stabil optikai csapdát, amely képes kis részecskéket szuszpenzióban tartani.

Az ilyen típusú kísérletekben mikrométeres méretű (több mint 50 mikrométer átmérőjű) átlátszó dielektromos gömböket, például olvasztott szilícium -dioxid gömböket, olaj- vagy vízcseppeket használnak. A lézersugárzás rögzíthető hullámhosszon , például argonion lézer vagy hangolható festéklézer hullámhosszán . A szükséges lézer teljesítmény nagyságrendileg 1 Watt , több tíz mikrométeres pontméretre fókuszálva. A gömb alakú optikai üreg morfológiától függő rezonanciáival kapcsolatos jelenségeket több kutatócsoport vizsgálta.

Egy fényes tárgy, például egy fém mikrogömb esetében nem sikerült stabil optikai levitációt elérni. A makroszkopikus objektum optikai lebegése elméletileg is lehetséges, és fokozható nano-strukturálással.

A sikeresen levitált anyagok közé tartozik a fekete lúg, az alumínium -oxid, a wolfram és a nikkel.

Beállítások

Általános optikai csipeszdiagram, amely csak a legalapvetőbb alkatrészeket tartalmazza.

A legalapvetőbb optikai csipeszbeállítás valószínűleg a következő összetevőket tartalmazza: lézer (általában Nd: YAG ), sugárbővítő, néhány optika, amelyet a sugár helyének a mintasíkban történő irányítására használnak, mikroszkóp objektív és kondenzátor a csapda létrehozásához mintasík, helyzetérzékelő (pl. kvadráns fotodióda ) a sugár elmozdulásának mérésére, valamint egy CCD -kamerához csatlakoztatott mikroszkóp megvilágítási forrás .

Az Nd: YAG lézer (1064 nm hullámhossz) a lézerek gyakori választéka biológiai mintákkal való munkához. Ennek az az oka, hogy az ilyen minták (főleg víz) alacsony abszorpciós együtthatóval rendelkeznek ezen a hullámhosszon. A biológiai anyag károsodásának minimalizálása érdekében ajánlatos alacsony abszorpció, amelyet néha optikációnak is neveznek . Az optikai csipesz kialakításának talán legfontosabb szempontja az objektív megválasztása. A stabil csapda megköveteli, hogy az objektív numerikus apertúrájától (NA) függő gradiens erő nagyobb legyen, mint a szórási erő. A megfelelő célok NA értéke általában 1,2 és 1,4 között van.

Míg rendelkezésre állnak alternatívák, a helyzetmeghatározás talán legegyszerűbb módja magában foglalja a mintakamrából kilépő csapdázó lézer képalkotását egy kvadráns fotodiódára. A nyaláb oldalirányú elhajlását az atomerő -mikroszkóp (AFM) módszeréhez hasonlóan mérik .

A lézer által kibocsátott sugár kiterjesztése az objektív rekeszének kitöltésére szűkebb, diffrakcióval korlátozott foltot eredményez. Míg a csapda mintához viszonyított oldalsó fordítását a mikroszkóp tárgylemezének fordításával lehet elvégezni, a legtöbb csipeszbeépítés további optikával rendelkezik, amely a nyaláb fordítására szolgál, hogy extra fokú fordítási szabadságot biztosítson. Ezt úgy teheti meg, hogy a két lencse közül az elsőt lefordítja az ábrán "Beam Steering" felirattal. Például, ha a lencsét az oldalsó síkban fordítja el, akkor az ábra szerint rajzolt oldalirányú sugár keletkezik. Ha a fénysugár -kormánylencsék és az objektív közötti távolságot megfelelően választják meg, akkor ez az objektívbe való belépés előtti hasonló elhajlásnak és a minta síkjában történő oldalirányú elmozdulásnak felel meg . A fénysugár derék helyzete, amely az optikai csapda középpontjában áll, a kezdő lencse tengelyirányú elmozdulásával állítható. Az ilyen tengelyirányú elmozdulás a gerenda eltérését vagy kismértékű konvergálását eredményezi, amelynek végeredménye a gerenda derekának tengelyirányban elmozdult helyzete a mintakamrában.

A mintasík vizualizálása általában megvilágításon keresztül valósul meg, különálló fényforráson keresztül, amely az ellentétes irányú optikai útvonalhoz kapcsolódik, dikroikus tükrök segítségével . Ez a fény egy CCD -kamerán esik, és külső monitoron megtekinthető, vagy felhasználható a csapdába esett részecskék helyzetének nyomon követésére videókövetéssel .

Alternatív lézersugár módok

Az optikai csipeszek többsége hagyományos TEM ₀₀ Gauss sugárzást használ . Számos más típusú nyalábot használtak azonban a részecskék elfogására, beleértve a nagyrendű lézersugarakat, azaz a Hermite-Gauss-sugarakat (TEM _xy ), a Laguerre-Gauss-i (LG) nyalábokat (TEM _pl ) és a Bessel-gerendákat .

A Laguerre-Gauss sugárzáson alapuló optikai csipesz egyedülállóan képes felfogni az optikailag visszaverő és abszorbeáló részecskéket. A Laguerre-Gauss-gerendáknak is jól körülhatárolt keringési szöge van, amely képes a részecskéket forgatni. Ez a gerenda külső mechanikus vagy elektromos kormányzása nélkül érhető el.

Mind a nulla, mind a magasabb rendű Bessel -gerendák egyedülálló csipeszelő képességgel rendelkeznek. Több milliméter távolságra lévő, akár az akadályok körül elhelyezkedő részecskéket is befoghatnak és forgathatnak.

Mikrogépeket is hajtja ezeket az egyedi optikai gerendák miatt belső forgató mechanizmus miatt a centrifugálás és orbitális impulzusmomentum fény.

Multiplex optikai csipesz

Egy tipikus beállítás egy lézert használ egy vagy két csapda létrehozásához. Általában két csapdát állítanak elő, ha a lézersugarat két ortogonálisan polarizált sugárra osztják. A több mint két csapdával végzett optikai csípési műveletek megvalósíthatók úgy, hogy egyetlen lézersugarat időben megosztanak több optikai csipesz között, vagy diffúz módon több csapdára osztják. Az akusztoptikai terelőelemekkel vagy a galvanométerrel meghajtott tükrökkel egyetlen lézersugár megosztható több száz optikai csipesszel a fókuszsíkon, vagy pedig kiterjesztett egydimenziós csapdába. A speciálisan tervezett diffrakciós optikai elemek egyetlen bemeneti nyalábot több száz folyamatosan megvilágított csapdára oszthatnak fel tetszőleges háromdimenziós konfigurációkban. A csapdát képező hologram külön-külön is megadhatja az egyes csapdák módszerkezetét, ezáltal például optikai örvények, optikai csipeszek és holografikus vonalcsapdák tömbjeit hozhatja létre. A térbeli fénymodulátorral megvalósított ilyen holografikus optikai csapdák három dimenzióban is képesek objektumokat mozgatni. A holografikus optikai csapdák fejlett formái tetszőleges térbeli profillal, ahol az intenzitás és a fázis simaságát szabályozzák, a tudomány számos területén találnak alkalmazást, a mikromanipulációtól az ultrahideg atomokig . Az ultrahideg atomokat kvantumszámítógépek megvalósítására is fel lehet használni.

Egymódú optikai szálak

A szabványos száloptikai csapda ugyanazon az elven alapul, mint az optikai csapdázás, de a Gauss -lézersugarat egy optikai szálon keresztül szállítják . Ha az optikai szál egyik végét lencseszerű formába öntik, akkor az egymódú szabványos szál által hordozott, szinte gauss sugárzás bizonyos távolságra fókuszál a szálhegytől. Az ilyen összeszerelés effektív numerikus rekesznyílása általában nem elegendő a teljes 3D optikai csapdához, hanem csak a 2D -es csapdához (az objektumok optikai csapdázása és kezelése csak akkor lehetséges, ha például felülettel érintkeznek). A valódi 3D optikai csapdázás egyetlen szálon alapul, és a csapdázási pontja közel nem érintkezik a szálheggyel, nem szabványos gyűrűs magos szál elrendezés és teljes belső visszaverődésű geometria alapján.

Másrészt, ha a szál végei nincsenek öntve, akkor a szálból kilépő lézer eltérni fog, és így stabil optikai csapdát lehet csak úgy elérni, ha kiegyenlíti a szál két ellentétes végének gradiensét és szórási erejét. A gradiens erő csapdába ejti a részecskéket, míg az axiális optikai erő a két szálból kilépő két ellenterjedő gerenda szórási erejéből származik. Az ilyen csapdába esett gyöngy egyensúlyi z-helyzete az, ahol a két szórási erő egyenlő. Ennek a munkának úttörője volt A. Constable és mtsai. , Opt. Lett. 18 , 1867 (1993)], majd J.Guck és mtsai. , Phys. Rev. Lett. 84 , 5451 (2000), akik ezt a technikát alkalmazták a mikrorészecskék nyújtására. A szál két végébe történő bemeneti teljesítmény manipulálásával növekszik az "optikai nyújtás", amely a sejtek viszkoelasztikus tulajdonságainak mérésére használható, és az érzékenység elegendő a különböző citoszkeletális fenotípusok megkülönböztetéséhez. azaz emberi eritrociták és egér fibroblasztok. Egy közelmúltbeli teszt nagy sikert hozott a rákos sejtek megkülönböztetésében a nem rákos sejtektől a két ellentétes, nem fókuszált lézersugaratól.

Multimódusú szál alapú csapdák

Az optikai cellaforgató egy szál alapú lézercsapda, amely képes megtartani és pontosan eligazítani az élő sejteket a tomográfiás mikroszkópiához.

Míg a rost alapú lézercsapdák korábbi verziói kizárólag egymódú sugarakat használtak, M. Kreysing és munkatársai nemrégiben kimutatták, hogy a további optikai módok óvatos gerjesztése egy rövid optikai szálban lehetővé teszi a nem triviális csapdázási geometriák megvalósítását. Ezzel a kutatók képesek voltak mikroszkóppal orientálni a különböző emberi sejttípusokat (egyes sejteket és klasztereket). Az úgynevezett "optikai cellaforgató" technológia fő előnye a hagyományos optikai csipeszekkel szemben a csapdázás és a képalkotó optika szétválasztása. Ez, moduláris felépítése és az eltérő lézerfogók biológiai anyagokkal való nagyfokú kompatibilitása jelzi ennek az új generációs lézerfogóknak az orvosi kutatásban és az élettudományban rejlő nagy lehetőségeit. A közelmúltban az optikai cellaforgató technológiát adaptív optika alapján valósították meg , lehetővé téve az optikai csapda dinamikus átkonfigurálását működés közben és a mintához való igazítását.

Sejtválogatás

Az egyik leggyakoribb sejtválogató rendszer az áramlási citometriát használja a fluoreszcens képalkotáson keresztül . Ennél a módszernél a biológiai sejtek szuszpenzióját két vagy több tartályba rendezzük, az egyes sejtek specifikus fluoreszcens tulajdonságai alapján egy támogatott áramlás során. Egy elektromos töltés segítségével, amelybe a cella "be van zárva", a cellákat ezután a fluoreszcencia intenzitás mérése alapján rendezik. A szortírozási folyamatot egy elektrosztatikus eltérítő rendszer végzi, amely a sejteket töltésük alapján tartályokba tereli.

Az optikailag működtetett válogatási folyamat során a cellákat egy optikai tájba, azaz 2D vagy 3D optikai rácsokba áramolják. Indukált elektromos töltés nélkül a cellák a belső törésmutató tulajdonságaik alapján válogatnának, és újra konfigurálhatók a dinamikus rendezéshez. Optikai rács diffrakciós optika és optikai elemek használatával hozható létre.

Másrészt K. Ladavac et al. térbeli fénymodulátor segítségével vetített ki egy intenzitási mintát az optikai rendezési folyamat lehetővé tétele érdekében. K. Xiao és a DG Grier holografikus videomikroszkópiát alkalmazott annak bizonyítására, hogy ez a technika ezredrészes felbontással képes kolloid gömböket rendezni méretük és törésmutatójuk alapján.

A válogatás fő mechanizmusa az optikai rácspontok elrendezése. Amint a sejt átáramlik az optikai rácson, a részecskék húzóereje miatt erők lépnek fel , amelyek közvetlenül versengnek az optikai rácspontból származó optikai gradiens erővel (lásd az optikai csipesz fizikáját) . Az optikai rácspont elrendezésének eltolásával van egy előnyös optikai út, ahol az optikai erők dominánsak és torzítottak. A cellák áramlásának segítségével létrejön egy erő, amely az előnyben részesített optikai út mentén irányul. Ezért van összefüggés az áramlási sebesség és az optikai gradiens erő között. A két erő beállításával az egyik jó optikai rendezési hatékonyságot érhet el.

Az erők versenye a rendezési környezetben finomhangolást igényel a nagy hatékonyságú optikai rendezés érdekében. Az igény elsősorban az erők egyensúlyára vonatkozik; ellenállási erő a folyadékáramlás és optikai gradiens erő miatt az intenzitásfolt elrendezése miatt.

A St. Andrews Egyetem tudósai jelentős támogatást kaptak az Egyesült Királyság Mérnöki és Fizikai Tudományos Kutatási Tanácsától ( EPSRC ) egy optikai válogatógéphez. Ez az új technológia vetekedhet a hagyományos fluoreszcenciával aktivált sejtválogatással.

Elavuló mezők

Az elmúló mező egy maradék optikai mező, amely "szivárog" a teljes belső visszaverődés során . Ez a fényszivárgás exponenciális sebességgel elhalványul. Az eltűnő mező számos alkalmazást talált a nanométeres felbontású képalkotásban (mikroszkópia); az optikai mikromanipuláció (optikai csipesz) egyre fontosabbá válik a kutatásban.

Az optikai csipeszben folyamatos elmúló mező jöhet létre, amikor a fény optikai hullámvezetőn keresztül terjed (többszörös teljes belső visszaverődés ). Az így létrejövő elmúló mező irányított érzékkel rendelkezik, és szétteríti a mikrorészecskéket a terjedési útvonal mentén. Ezt a munkát először S. Kawata és T. Sugiura úttörőnek nevezték 1992 -ben, és kimutatták, hogy a mező 100 nanométeres nagyságrendben összekapcsolható a részecskékkel.

A mező ezen közvetlen összekapcsolását a prizmától a mikrorészecskékig terjedő résen áthaladó fotonok egy típusaként kezelik. Az eredmény egy irányított optikai hajtóerő.

Az elmúló terepi optikai csipeszek nemrégiben frissített változata kiterjesztett optikai tájképeket használ, hogy nagyszámú részecskét egyidejűleg irányítson a kívánt irányba anélkül, hogy hullámvezetőt használna . Lencse nélküli optikai csapdázásnak ("LOT") nevezik. A részecskék rendezett mozgását segíti a Ronchi Ruling bevezetése , amely jól meghatározott optikai potenciálú lyukakat hoz létre (helyettesíti a hullámvezetőt). Ez azt jelenti, hogy a részecskéket az elmúló mező hajtja, miközben a lineáris fényes peremek csapdába ejtik őket. Jelenleg vannak tudósok, akik koncentrált elmúló területeken is dolgoznak.

Egy másik, a közelmúltban javasolt megközelítés a felszíni plazmonokat használja, amely egy fém/dielektromos határfelületen lokalizált, továbbhaladó hullám. A sík fém/dielektromos határfelületen felszíni plazmonoknak kitett kolloid részecskék által tapasztalt fokozott erőteret először fotonikus erőmikroszkóppal mérték, a teljes erő nagyságát 40 -szer erősebbnek találták a normál elpárolgó hullámhoz képest. A felület aranyszínű mikroszkopikus szigetekkel történő mintázásával lehetséges szelektív és párhuzamos csapdázás ezeken a szigeteken. Az utóbbi optikai csipeszek erői a femtonewton tartományban vannak.

Az elmúló mező használható hideg atomok és molekulák csapdázására is egy optikai hullámvezető vagy optikai nanoszál felszíne közelében .

Közvetett megközelítés

Ming Wu, az UC Berkeley villamosmérnöki és számítástechnikai professzora feltalálta az új optoelektronikai csipeszt.

Wu a kis teljesítményű fénykibocsátó diódákból (LED) származó optikai energiát egy fényvezető felületen keresztül elektromos energiává alakította át. Az ötlet az, hogy lehetővé tegye a LED számára a fényvezető anyag be- és kikapcsolását finom vetítésével. Mivel az optikai minta könnyen átalakítható optikai vetítéssel, ez a módszer nagy rugalmasságot tesz lehetővé a különböző optikai tájak közötti váltáshoz.

A manipulációs/csípési folyamatot a fényminta által működtetett elektromos mező közötti eltérések végzik. Az indukált elektromos dipólus miatt a részecskéket vagy vonzza, vagy taszítja a működtetési helyről. A folyadékban lebegő részecskék érzékenyek lesznek az elektromos mező gradiensére, ezt dielektroforézisnek nevezik .

Egyértelmű előnye, hogy a különböző típusú cellák elektromos vezetőképessége eltérő. Az élő sejtek alacsonyabb vezetőképes közeggel rendelkeznek, míg az elhalt sejtek minimális vagy egyáltalán nem vezetőképes közeggel rendelkeznek. A rendszer képes lehet nagyjából 10 000 sejt vagy részecske egyidejű kezelésére.

Lásd Kishan Dholakia professzor megjegyzéseit erről az új technikáról, K. Dholakia, Nature Materials 4, 579–580 (2005. augusztus 1.) News and Views.

"A rendszer képes volt élő E. coli baktériumokat és 20 mikrométer széles részecskéket mozgatni, 10 mikrowatt alatti optikai teljesítmény felhasználásával. Ez a [közvetlen] optikai csipeszhez szükséges teljesítmény százezred része."

Optikai kötés

Ha a mikrorészecskék egy csoportja csapdába esik egy monokróm lézersugárba, akkor a mikrorészecskék szervezete az optikai csapdában nagymértékben függ az optikai csapdázási erők mikrorészecskék közötti újraelosztásától. Ez a fényerők újraelosztása a mikrorészecskék között új erőegyensúlyt biztosít a klaszter egészére. Mint ilyen, azt mondhatjuk, hogy a mikrorészecskék halmazát a fény némileg összeköti. Az optikai kötődés egyik első kísérleti bizonyítékáról Michael M. Burns, Jean-Marc Fournier és Jene A. Golovchenko számolt be, bár eredetileg T. Thirunamachandran jósolta. Az optikai kötődéssel kapcsolatos számos közelmúltbeli tanulmány közül az egyik kimutatta, hogy a királis nanorészecskék rendszerében a kötőerők nagysága a lézersugár polarizációjától és az egymással kölcsönhatásban lévő részecskék kezességétől függ, és lehetséges alkalmazások olyan területeken, mint az enantiomer szétválasztás és optikai nanomanipuláció.

Fluoreszcens optikai csipesz

A fluoreszcenciát mutató minták egyidejű manipulálása és leképezése érdekében optikai csipeszeket lehet építeni egy fluoreszcens mikroszkóp mellé . Az ilyen műszerek különösen akkor hasznosak, ha egy vagy kis számú, fluoreszcensen megjelölt biológiai molekulát vizsgálnak, vagy olyan alkalmazásokban, amelyekben a fluoreszcenciát használják a csapdába eső tárgyak nyomon követésére és megjelenítésére.

Ezt a megközelítést kiterjesztették a dinamikus fehérjekomplexek egyidejű érzékelésére és képalkotására, egy hosszú és erős kötés segítségével, amelyet egy nagyon hatékony többlépcsős enzimatikus megközelítés generált, és amelyet a működés közbeni szétbontó gépek vizsgálatára alkalmaztak.

Lásd még

• Lebegés
• Lézercikkek listája
• Kvantum optika
• Atom optika
• Kvantumvezérlés

Hivatkozások

Külső linkek

• Videó: Lélegző gyémántok lézersugárral