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Jan 20, 2024

Optisches Einfangen und Fluoreszenzkontrolle mit vektoriellem strukturiertem Licht

Wissenschaftliche Berichte Band 12,

Wissenschaftliche Berichte Band 12, Artikelnummer: 17690 (2022) Diesen Artikel zitieren

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Hier haben wir mikroskalige Polymerkügelchen mit nanoskaligen Quantenpunkten funktionalisiert und demonstrieren optisches Einfangen und Zupfen mit In-situ-Fluoreszenzmessung in einer rein digitalen, rein optischen Konfiguration. Wir skizzieren die Chemie, die erforderlich ist, um dies zu ermöglichen, von der Deaktivierung der optischen Einfangumgebung bis hin zur Größen-, Adhäsions- und Agglomerationskontrolle. Wir stellen einen neuartigen holographischen optischen Fallenaufbau vor, der vektoriell strukturiertes Licht nutzt und die Lieferung einstellbarer Lichtformen von rein skalaren bis rein vektoriellen Lichtformen ermöglicht, einschließlich ausbreitungsinvarianter Flat-Top-Strahlen für gleichmäßige Beleuchtung und maßgeschneiderte Intensitätsgradientenlandschaften. Abschließend zeigen wir, wie dies das Potenzial hat, das Bleichen in einer Einzelwellenlängenfalle durch lineare (räumliche Mode) statt durch nichtlineare Effekte zu unterdrücken und so das aufstrebende Gebiet der Optik für die Chemie voranzutreiben.

Optisches Einfangen oder Zupfen beschreibt die Manipulation nano- bis mikrogroßer Partikel durch Impulsübertragung von eng fokussiertem Licht. Optisches Pinzetten wurde erstmals 1970 von Arthur Ashkin mit einem Gaußschen Strahl demonstriert1 und ein halbes Jahrhundert später dominiert dieser Strahl noch immer optische Einfangexperimente2. Der Einsatz von strukturiertem Licht3 (durch Variation der Intensität, Phase und Polarisation des Lichts) in optischen Pinzetten hat es jedoch ermöglicht, Partikel nicht nur einzufangen, sondern auch zu bewegen, zu drehen und zu lenken. Diese strukturierten Lichtfallen sind heute eine gut etablierte Technik4,5 und da die meisten strukturierten Strahlen mithilfe eines Hologramms erzeugt werden, werden sie als holographische optische Pinzetten (HOTs) bezeichnet6,7.

Mit HOTs kann eine Reihe von Fallen erstellt werden, um mehrere Partikel gleichzeitig einzufangen und gleichzeitig dieses Anordnungsmuster dynamisch zu ändern, was eine hochgradig kontrollierte Manipulation von Partikeln ermöglicht8,9,10,11. Strukturierte Strahlen, die sich selbst wiederherstellen, nachdem sie durch ein eingefangenes Teilchen verzerrt wurden (Bessel-Strahlen), haben das Einfangen in mehreren Ebenen ermöglicht12, wohingegen der Fernfeld-Bessel-Strahl als optische Abschirmung verwendet werden kann, um das Einfangen in überfüllten Umgebungen zu unterstützen13. Es hat sich gezeigt, dass strukturierte Lichtstrahlen nicht nur die Stärke der Falle erhöhen14, sondern Airy-Strahlen können beispielsweise ein Partikel entlang einer bestimmten Flugbahn führen und so die selektive Entfernung von Partikeln in einer Probe ermöglichen15,16; Mit Blütenblattstrahlen ist es möglich, Partikel mit unterschiedlichen Brechungsindizes gleichzeitig einzufangen17 und eingefrorene Wellen können die Stabilität und 3D-Kontrolle der Falle erhöhen18. Die Tatsache, dass Licht einen linearen Impuls trägt, ist bekannt und der Grund dafür, dass Licht Teilchen einfangen kann. Allerdings kann Licht auch einen orbitalen Drehimpuls (OAM) tragen, wie etwa Laguerre-Gauß-Strahlen (LG). Durch den Einsatz dieser OAM-Tragestrahlen erhalten optische Pinzetten auch eine Rotationskontrolle über Partikel19,20,21,22.

Bisher konzentrierte sich die HOT-Forschung hauptsächlich auf strukturierte Strahlen, die in Amplitude und Phase moduliert sind – diese werden Skalarstrahlen genannt. Andererseits sind Vektorstrahlen auch in der Polarisation strukturiert, das heißt, sie weisen ein räumlich variierendes Polarisationsmuster auf. Das Einfangen mit Vektorstrahlen ist der jüngste Weg des strukturierten Lichts, der in optischen Pinzetten erforscht wird, und hat sich bereits als vorteilhaft für die Einfanggemeinschaft erwiesen4,5,23. Der radial polarisierte Vektorstrahl beispielsweise ist dafür bekannt, dass er bei starker Fokussierung die kleinste Punktgröße erreicht24,25, diese Eigenschaft wurde genutzt, um stärkere axiale optische Fallen zu erzeugen26,27. Das erste vektorielle HOT wurde von Bhebhe et al.28 demonstriert, das optisches Einfangen mit einer dynamischen Anordnung von Vektor- und/oder Skalarstrahlen ermöglichte.

Die Verwendung von strukturiertem Licht in optischen Pinzetten hat es zu einer leistungsstarken Technik gemacht. Darüber hinaus ermöglichte die Kombination dieses Werkzeugs mit der Fluoreszenzspektroskopie nicht nur die Ausübung von Kräften auf ein Partikel, sondern auch die Beobachtung chemischer und struktureller Veränderungen von Molekülen innerhalb der Falle. Aus diesem Grund sind optische Pinzetten in Kombination mit Einzelmolekülfluoreszenz heute ein unschätzbar wertvolles und bahnbrechendes Werkzeug in der biologischen Forschung29,30,31. Die Integration der Fluoreszenzmikroskopie in optische Pinzetten ist jedoch nicht trivial, da das Einfanglicht eine um bis zu sechs Größenordnungen höhere Intensität aufweist als das in Fluoreszenzexperimenten verwendete Anregungslicht32. Das hochintensive Einfanglicht führt zum Photobleichen der Fluorophore, einem irreversiblen Prozess, bei dem Fluorophore nicht fluoreszierend werden33. Obwohl nicht vollständig geklärt, tritt Photobleichung normalerweise auf, wenn bereits angeregte Elektronen weiterhin Photonen absorbieren und die daraus resultierende Dissoziation dann zu einem dauerhaften Verlust des Fluoreszenzsignals führt34. Die beliebteste Lösung zur Minimierung des Photobleichens in optischen Pinzetten ist die Verwendung zweier verschiedener Quellen – eines nichtresonanten Lasers mit hoher Intensität zum Einfangen und einer resonanten Quelle niedrigerer Intensität zur Anregung34,35. Diese beiden Quellen werden dann entweder räumlich36,37,38 oder zeitlich39,40 getrennt. Nur sehr wenige Untersuchungen haben die Möglichkeit untersucht, strukturiertes Licht zur Unterstützung der Integration der Fluoreszenzspektroskopie in optische Pinzetten zu verwenden, und bislang nutzt keine die vektorielle Natur von strukturiertem Licht aus. Gruppen haben lediglich die Verwendung eines Wirbel- oder „Donut“-Einfangstrahls untersucht, um die Photobleichung zu reduzieren41, 42,43. Kürzlich haben Zhang und Milstein gezeigt, dass die Photobleichlebensdauer eines organischen Farbstoffs, der 1 \(\upmu \text{m}\) unter dem Fallenzentrum positioniert ist, durch Einfangen mit einem Wirbelstrahl verlängert werden kann, während weiterhin separate Einfang- und Anregungsquellen verwendet werden43.

Hier demonstrieren wir optisches Einfangen und Zupfen mit vektoriellem Licht zur Steuerung fluoreszierender Partikel. Die in dieser Studie verwendeten fluoreszierenden Partikel sind halbleitende Nanokristalle, die als Quantenpunkte (QDs) bekannt sind. Wir besprechen zunächst ausführlich die Chemie zur Herstellung von QD-Sonden, von der QD-Synthese bis zu ihrer Kopplung an Polymerkügelchen in Mikrogröße zum Einfangen. Unsere funktionalisierten mikroskaligen Polymerkügelchen mit nanoskaligen Quantenpunkten werden dann in einen neuartigen holographischen optischen Fallenaufbau eingeführt, der vektoriell strukturiertes Licht nutzt und uns eine beispiellose Kontrolle bei der Anpassung der Gradientenkräfte und Intensitätsprofile innerhalb der Falle ermöglicht. Wir demonstrieren dies anhand der Bereitstellung abstimmbarer Lichtformen von rein skalarem bis hin zu reinem Vektorlicht. Als anschauliches Beispiel für die Leistungsfähigkeit unseres Aufbaus und Ansatzes erstellen wir einen ausbreitungsinvarianten Vektor-Flat-Top-Strahl und zeigen sein Potenzial, die Photobleichung in einer Einzelwellenlängenfalle durch lineare (räumliche Mode) statt nichtlineare Effekte zu reduzieren. mit spannenden Aussichten bei der Erforschung von strukturiertem Licht für die Chemie.

CdSe/ZnS-Kern/Schale-QDs wurden mithilfe der Heißinjektionskolloidsynthesemethode hergestellt, gefolgt von einer Ligandenaustauschreaktion, um die Oberfläche mit L-Cystein zu funktionalisieren. Ein Schema des Syntheseprozesses ist in Abb. 1a dargestellt (Einzelheiten siehe „Materialien und Methoden“). Das TEM-Bild der hydrophoben QDs und ihre Größenverteilung in Abb. 1b zeigen, dass die QDs einen durchschnittlichen Durchmesser von 5,2 ± 0,6 nm hatten. Um Fluoreszenzsonden zu erzeugen, die mit dem optischen Pinzettenaufbau eingefangen werden können, wurden diese QDs an Polymerkügelchen in Mikrogröße gekoppelt, wie in Abb. 1c gezeigt. Zur Bindung der QDs an die Oberfläche der Perlen wurde die bekannte und weit verbreitete EDC/NHS-Chemie verwendet. Die auf der Oberfläche der kommerziellen Polystyrolkügelchen vorhandenen Carboxylgruppen reagierten mit der primären Amingruppe der L-Cystein-Liganden an den QDs und bildeten eine kovalente Bindung zwischen dem Kügelchen und dem QD. TEM-Bilder der Oberfläche einer unbeschichteten kommerziellen Polymerperle und einer QD-markierten Perle werden in Abb. 1d verglichen. Die unbeschichtete Polymerperle hatte eine glatte Oberfläche, während die Oberfläche der QD-markierten Perle aufgrund der QD-Beschichtung ein raues oder „unscharfes“ Aussehen aufwies, was den Erfolg der Kopplungsreaktion bestätigte. Die normalisierte Fluoreszenzintensität von QDs zu verschiedenen Zeitpunkten während der Synthese ist in Abb. 1e dargestellt. Eine längere Wachstumszeit für den CdSe-Kern und die CdSe/ZnS-Kern/Schale-QDs führen zu größeren Partikeln (kleinere Bandlücke) und daher wurde eine Rotverschiebung der Fluoreszenzemissionswellenlänge beobachtet. Die Ligandenaustauschreaktion verursachte auch eine Rotverschiebung der Emissionswellenlänge. Nach der Kupplungsreaktion war jedoch eine leichte Blauverschiebung zu beobachten. Um die Fluoreszenzemission der QD-markierten Perlen im optischen Pinzettenaufbau zu erkennen, musste das Fluoreszenzlicht einen dichroitischen Spiegel passieren, der Licht mit Wellenlängen von 582–825 nm durchlässt. Um sicherzustellen, dass der größte Teil des Emissionspeaks länger als 582 nm ist, wurden die QDs so gezüchtet, dass sie ein Fluoreszenzpeakmaximum von 595 nm oder länger aufweisen.

Syntheseschritte und herausragende Charakterisierung der QDs und QD-markierten Perlen. (a) L-Cystein-verkappte CdSe/ZnS-QD-Syntheseschritte. (b) TEM-Bild von CdSe/ZnS-QDs mit ihrer entsprechenden Größenverteilung; der durchschnittliche Durchmesser betrug 5,2 ± 0,6 nm. (c) Die Kopplungsreaktion von L-Cystein-bedeckten QDs an die Oberfläche von Mikrokügelchen durch EDC/NHS-Chemie. (d) TEM-Bilder der Oberfläche eines unbeschichteten Polymers (links) und einer QD-markierten Perle (rechts), die den Erfolg der Kopplungsreaktion bestätigen. (e) Fluoreszenzemission der QDs zu verschiedenen Zeitpunkten während der Synthese.

Die Bedeutung der Optimierung einiger Syntheseschritte bei der Herstellung der QD-markierten Perlen wird in Abb. 2 hervorgehoben. Erstens kann die Reinigung der mit L-Cystein bedeckten QDs zeitaufwändig sein, ist aber ein entscheidender Schritt, um eine monodisperse Lösung zu erhalten und verunreinigungsfreie QD-Probe und folglich eine gleichmäßige QD-Beschichtung auf den Polymerkügelchen. In Abb. 2a ist links das Erscheinungsbild gereinigter L-Cystein-verkappter QDs dargestellt, hier sind einzelne QDs sichtbar, während rechts ein TEM-Bild roher L-Cystein-verkappter CdSe/ZnS-QDs vor der Reinigung dargestellt ist. Die Rohprobe ist mit vielen Verunreinigungen zwischen den QDs verklumpt, so dass keine einzelnen QDs erkennbar sind. Die große Oberfläche von QDs bietet organischen Verunreinigungen viel Platz zur Anlagerung, weshalb eine gründliche Reinigung erforderlich ist.

Optimierungsschritte bei der Vorbereitung der QD-markierten Perlen. (a) TEM-Bilder von gereinigten (links) und rohen (rechts) L-Cystein-bedeckten CdSe/ZnS-QDs. (b) Wiederherstellung der Fluoreszenzintensität von L-Cystein-bedeckten CdSe/ZnS-QDs über fünf Tage. Die Fotoausschnitte zeigen das Aussehen der Probe unter UV-Licht an bestimmten Tagen. (c) Das TEM-Bild links zeigt ein QD-markiertes Kügelchen, das gleichmäßig mit QDs beschichtet ist, während die Einschübe 1–3 QD-markierte Kügelchen zeigen, wenn einige Syntheseschritte nicht optimal durchgeführt wurden. In Einschub 1 wurde das überschüssige EDC vor der Zugabe der QDs nicht entfernt, Einschub 2 zeigt die Reaktion, die mit magnetischem Rühren im Gegensatz zur Ultraschallbehandlung durchgeführt wurde, und Einschub 3 zeigt die Verformung der Polymerkügelchen aufgrund der Anwesenheit von Aceton.

Nach der Reinigung und Trocknung der L-Cystein-bedeckten CdSe/ZnS-QDs wurde ihre Fluoreszenzintensität gelöscht. Nach einiger Zeit erholte sich jedoch die Fluoreszenzintensität, als sie in Wasser redispergiert wurden, wie in Abb. 2b gezeigt. Diese Abbildung zeigt die Erholung der Fluoreszenz über einen Zeitraum von 5 Tagen; Die erste Messung erfolgte direkt nach der Redispergierung der gereinigten QDs in Wasser. Dieses Löschphänomen kann durch die von Noh et al.44 veröffentlichte Forschung erklärt werden. In dieser Arbeit zeigten sie, dass die Fluoreszenz wasserlöslicher CdSe-QDs gelöscht wurde, wenn die QDs Aggregate bildeten. Ebenso wissen wir, dass die mit L-Cystein bedeckten QDs Wasserstoffbrückenbindungen aufweisen und dazu neigen, zusammenzuklumpen. Somit bildeten die L-Cystein-QDs möglicherweise Aggregate, wenn sie konzentriert wurden, was zur Fluoreszenzlöschung führte. Beim Redispergieren in Wasser dispergierten die Aggregate und die Fluoreszenzemission erholte sich. Um sicherzustellen, dass das Fluoreszenzsignal der QDs wiederhergestellt wurde und stabil war, wurden die QDs vor der Durchführung der Kopplungsreaktion mehrere Tage in entionisiertem Wasser gelagert.

Auf der linken Seite von Abb. 2b ist ein TEM-Bild eines QD-markierten Kügelchens mit einer gleichmäßigen QD-Beschichtung dargestellt, während die Einschübe 1–3 QD-markierte Kügelchen zeigen, wenn einige Syntheseschritte nicht optimal durchgeführt wurden. Einschub 1 zeigt eine mit QD markierte Perle, wenn das überschüssige EDC vor dem Hinzufügen der QDs nicht gründlich entfernt wurde. Das nicht umgesetzte EDC aktivierte nicht nur die Carboxylgruppen auf den Perlen, sondern auch die Carboxylgruppen von L-Cystein auf den QDs. Diese aktivierten QDs reagierten dann miteinander und bildeten große Aggregate. Einschub 2 zeigt die ungleichmäßige QD-Beschichtung, wenn die Kopplungsreaktion mit magnetischem Rühren durchgeführt wurde. Die Menge an QDs auf der Oberfläche dieser Perle reichte von fast nichts auf der einen Seite bis hin zu großen Klumpen auf der anderen Seite. Die Durchführung der Reaktion in einem Ultraschallbad verbesserte jedoch die Gleichmäßigkeit der QD-Beschichtung erheblich (wie links gezeigt). . Abschließend möchten wir darauf hinweisen, wie wichtig es ist, das untersuchte System sorgfältig zu studieren, bevor eine Synthese versucht wird. Obwohl sich Aceton als ausgezeichnetes Lösungsmittel zur Reinigung der QDs erwies, verursachte dieses Lösungsmittel im QD-Perlensystem eine Verformung der Polymerperlen, wie in Einschub 3 gezeigt; Daher wurde zur Reinigung der QD-markierten Perlen nur destilliertes Wasser verwendet.

(a) Ausbreitung eines skalaren Strahls mit flacher Oberseite, simuliert mit dem Ansatz des abgeflachten Gaußschen Strahls. (b) Ausbreitung eines Vektor-Flat-Top-Strahls, der das unveränderliche Flat-Top-Profil zeigt. Die Spitzenintensitäten wurden normalisiert, um die Ausbreitungsinvarianz dieses Strahls besser sichtbar zu machen. (c) Intensitätsprofil bei \(\alpha\)-Änderungen, das die Entwicklung von einem Wirbel über einen Flat-Top-Strahl zu einem Gaußschen Strahl zeigt. Die Profile des Vektorstrahls bei kritischen \(\alpha\)-Werten werden im unteren Bereich angezeigt, wobei der Wirbelstrahl bei \(\alpha =0\) und der Vektorstrahl mit flacher Oberseite bei \(\alpha =0,5\) angezeigt wird. und der Gaußsche Strahl bei \(\alpha =1\).

Hier demonstrieren wir ein vektorielles HOT, indem wir uns auf Vektor-Flat-Top-Strahlen konzentrieren. Dieser Strahl ist für das optische Einfangen fluoreszierender Partikel von Vorteil, da er eine gleichmäßige Anregungsbeleuchtung liefert, ein ausbreitungsinvarianter Strahl ist und einen steilen Intensitätsgradienten aufweist (was bedeutet, dass er eine starke optische Falle erzeugen kann), während er gleichzeitig eine niedrigere Spitzenintensität aufweist, um das Photobleichen zu reduzieren.

Ein idealer Flat-Top-Strahl hat ein gleichmäßiges Intensitätsprofil und fällt an den Rändern auf Null ab. Allerdings können im Labor nur Annäherungen an einen Flat-Top-Träger erstellt werden; Einige Näherungen umfassen den Super-Gauß-Strahl, den abgeflachten Gauß-Strahl und den Fermi-Dirac-Strahl45,46. Der Hauptnachteil all dieser Näherungen besteht darin, dass sich ihr Intensitätsprofil während der Ausbreitung ändert. Das flache Intensitätsprofil wird nur in einer bestimmten Ebene erhalten, wonach sich das Profil ziemlich drastisch ändert, wie in Abb. 3a dargestellt. Der schnelle Profilwechsel macht die optische Umsetzung des Flat-Top-Profils auf der eng fokussierten Einfangebene äußerst schwierig. Ein Strahl, der einfach durch das Objektiv auf die Probe fokussiert werden kann und sein Profil beibehält, ist viel idealer – dies wird durch Vektor-Flat-Top-Strahlen erreicht. Vektor-Flat-Top-Strahlen sind ausbreitungsinvariant, da sie durch die Überlagerung zweier Eigenmoden des freien Raums erzeugt werden; Die Ausbreitung eines Vektor-Flat-Top-Strahls ist in Abb. 3b dargestellt.

Ein Vektor-Flat-Top-Strahl wird durch die (vektorielle) Addition eines Gaußschen Strahls und eines Wirbelstrahls erhalten47. Das Feld ist daher gegeben durch

Dabei bezieht sich \(\hbox {LG}^l_{p}\) auf die Laguerre-Gauß-Moden (LG), wobei p der radiale Index und l der azimutale Index ist. \(\hbox {LG}_0^0\) ist also der Gaußsche Strahl und \(\hbox {LG}_0^1\) der Wirbelstrahl. Ein Vektorstrahl entsteht durch Addition orthogonaler Skalarfelder mit gleichmäßiger Polarisation, hier hat der Gaußsche Strahl horizontale Polarisation \({\hat{{\textbf {e}}}_{{\textbf {H}}}}\) und die vertikale Polarisation des Wirbelstrahls \({\hat{{\textbf {e}}}_{{\textbf {V}}}}\). In Gl. (1) wurde ein Faktor \(\alpha\) eingeführt, um die beiden Skalarstrahlen zu gewichten, was bedeutet, dass jedes Feld von einem Wirbel, wenn \(\alpha =0\) bis zu einem Gaußschen Strahl, wenn \(\alpha =1\) kann erzeugt werden; mit dem Vektor Flat-Top bei gleicher Gewichtung von \(\alpha =0,5\). Die Entwicklung des Vektorstrahls bei Änderungen von \(\alpha\) ist in Abb. 3c zusammen mit den Strahlprofilen bei den kritischen \(\alpha\)-Werten (\(\alpha = 0, 0,5\) und 1) dargestellt. Das Feld \(LG_p^l\) hat die bekannte Form48

wobei \(L_p^{|l|}\) das zugehörige Laguerre-Polynom ist, w(z) \(=w_0\sqrt{1 + \left( \frac{z}{z_R}\right) ^2}\) , \(w_0\) ist der Gaußsche Strahlradius, \(z_R=\frac{\pi w_0^2}{\lambda }\) ist der Rayleigh-Bereich, \(R(z)=z\left( 1 + \ left( \frac{z_R}{z}\right) ^2\right)\) ist der Krümmungsradius und \(\psi (z)=\text {arctan}\left( \frac{z}{z_R} \right)\) ist die Gouy-Phase.

Hier vergleichen wir (theoretisch) den Vektor-Flat-Top-Strahl mit einem Gaußschen Strahl, um festzustellen, in welchen Aspekten Flat-Top-Strahlen den Gaußschen Strahlen überlegen sind (und umgekehrt). Die Intensität des Vektorstrahls kann im Allgemeinen als Summe der Intensitäten des Gaußschen Strahls und des Wirbelstrahls geschrieben werden (mit einigen Polarisationsanforderungen).

wobei die Vektor-Flat-Top-Intensität durch Einstellen von \(\alpha =0,5\) und die Gaußsche Intensität durch \(\alpha =1\) erhalten wird.

Die Gradientenkraft (oder Fallenstärke) eines Strahls ist proportional zum Intensitätsgradienten des Strahls, \(F_{grad}=c\nabla I\)49,50,51. Da nur die relativen Kräfte des Vektors mit flacher Spitze und des Gaußschen Strahls wichtig sind, kann \(c=1\) so angenommen werden

Wenn daher das Intensitätsprofil eines Strahls bekannt ist, kann seine Gradientenkraft leicht berechnet werden.

Damit der Vektor-Flat-Top-Strahl zum Einfangen fluoreszierender Partikel nützlich ist, muss er eine ähnliche Einfangstärke wie ein Gaußscher Strahl, aber eine geringere Spitzenintensität haben, um möglicherweise die Photobleichung zu reduzieren. Um zu testen, ob dies wahr ist, wurde die durchschnittliche Gradientenkraft (\({\bar{F}}_{grad}\)) über die gesamte Fläche des Balkens, A, berücksichtigt

Relevanter ist das Verhältnis der durchschnittlichen Gradientenkraft des Flat-Top-Strahls (FT) zum Gaußschen Strahl (G).

so dass bei \(\gamma = 1\) die durchschnittliche Gradientenkraft des Flat-Top- und des Gaußschen Strahls gleich ist und bei \(\gamma > 1\) der Vektor-Flat-Top eine stärkere Fallenstärke aufweist.

Das Verhältnis \(\gamma\) wurde bei unterschiedlichen relativen Leistungen der Gaußschen und Vektor-Flat-Top-Strahlen berechnet und in Abb. 4a dargestellt. Diese Abbildung zeigt daher, wie sich die relativen Gradientenkräfte der beiden Strahlen ändern, wenn die Leistung angepasst wird. Drei Sonderfälle sind in der Grafik mit den entsprechenden Intensitätsprofilen in Abb. 4b dargestellt: der Vektor-Flat-Top-Strahl zusammen mit Gaußschen Strahlen, die (1) die gleiche Leistung, (2) die gleiche Gradientenkraft und (3) die haben gleiche Spitzenintensität wie die Flat-Top-Intensität dargestellt. Erstens, wenn die Leistung der beiden Strahlen gleich ist, \(\gamma =0,75\), was bedeutet, dass der Gaußsche Strahl eine stärkere Falle ist (blaue Linie). Dies ist zu erwarten, da der Intensitätsgradient des Vektor-Flat-Top zwar steiler ist, die hohe Intensitätsspitze des Gaußschen Strahls diesen Effekt jedoch zunichte macht. Zweitens muss der Gaußsche Strahl 75 % der Leistung des Vektorstrahls mit flacher Oberseite (grüne Linie) haben, damit die beiden Strahlen die gleiche durchschnittliche Gradientenkraft haben (\(\gamma =1\)). Wenn schließlich die beiden Strahlen die gleiche Spitzenintensität haben, d. h. wenn die Leistung des Gaußschen Strahls halb so groß ist wie die des Strahls mit flacher Oberseite, dann ist die Strahlfalle mit flacher Oberseite 1,5-mal stärker als die Gaußsche Strahlfalle (orangefarbene Linie). . Am relevantesten ist der Fall, wenn die beiden Balken die gleiche Gradientenkraft haben; Hier wird deutlich, dass die Spitzenintensität des Vektor-Flat-Top-Strahls niedriger ist als die des Gauß-Strahls, wenn der Vektor-Flat-Top-Strahl und der Gauß-Strahl die gleiche Fallenstärke (oder Gradientenkraft) haben. Dies bedeutet, dass der Vektor-Flat-Top-Strahl zum Einfangen eines Partikels mit der gleichen Stärke, aber einer geringeren Spitzenintensität als der Gaußsche Strahl verwendet werden kann.

Vergleich der Gradientenkraft eines Gaußschen und eines Vektor-Flat-Top-Strahls. (a) Die Beziehung zwischen der relativen Gradientenkraft und Leistung eines Gaußschen und Vektor-Flat-Top-Strahls. (b) Die Intensitätsprofile, die einem Gaußschen Strahl entsprechen, der die gleiche Leistung, Gradientenkraft und Intensität wie ein Vektorstrahl mit flacher Oberseite hat.

Eine Illustration des Versuchsaufbaus einer vektorholografischen optischen Pinzette. Die Einschübe zeigen die experimentell erzeugten Wirbel- und Gaußschen Strahlen, die kombiniert wurden, um den Vektor-Flat-Top-Strahl zu bilden. Das Multiplex-Hologramm, das auf dem SLM codiert wurde, um einen Gauß- und Wirbelstrahl mit unterschiedlichen Ausbreitungswinkeln zu erzeugen, ist im oberen Bereich dargestellt. Das untere Feld zeigt den Querschnitt eines experimentell erzeugten Flat-Top-Strahls im Nah- und Fernfeld. Theoretische Querschnitte werden in Grün dargestellt, die experimentellen Datenpunkte in Schwarz.

Der experimentelle Aufbau der vektorholografischen optischen Falle ist in Abb. 5 dargestellt. Ein aufgeweiteter und kollimierter Gaußscher Strahl mit einer Wellenlänge von \(\lambda\) = 532 nm wurde verwendet, um den Bildschirm eines reflektierenden räumlichen Lichtmodulators (SLM) zu beleuchten. Holoeye Pluto, Deutschland). Um einen Vektor-Flat-Top-Strahl zu erzeugen, wurden mit dem SLM ein Gauß-Strahl (\(\hbox {LG}^0_0\)) und ein Wirbelstrahl (\(\hbox {LG}^1_0\)) mit unterschiedlichen Ausbreitungswinkeln erzeugt (Die Einschübe zeigen die 2D-Intensitätsprofile experimentell erhaltener Strahlen). Das gemultiplexte Graustufenhologramm, das auf dem SLM mithilfe komplexer Amplitudenmodulation codiert wurde, ist im oberen Bereich zu sehen, mit den unterschiedlichen Gittern der beiden Strahlen als Einfügungen. Die Gauß- und Wirbelstrahlen wurden mithilfe eines D-förmigen Spiegels (DM) getrennt, um die Strahlen zu einem polarisierenden Strahlteiler (PBS) zu leiten, wo sie interferometrisch kombiniert wurden. Die unerwünschten nullten und höheren Ordnungen wurden durch räumliche Filterung vor dem PBS entfernt. Im Weg eines Strahls wurde eine Halbwellenplatte (HWP) hinzugefügt, um dessen Polarisation von horizontal in vertikal zu ändern und so die Überlagerung orthogonal polarisierter Strahlen zu ermöglichen. Der Vektor-Flat-Top-Strahl wurde daher nach dem PBS erhalten; Das untere Feld zeigt den Querschnitt eines experimentell erhaltenen Flat-Top-Strahls im Nah- und Fernfeld.

Die Lichtreflexion eines dichroitischen Spiegels (DM) unterscheidet sich geringfügig für horizontal und vertikal polarisiertes Licht. Um sicherzustellen, dass der DM das Profil des Vektorstrahls nicht verändert (da seine Leistung bei orthogonalen Polarisationen leicht variiert), wurde eine Viertelwellenplatte (QWP) bei \(45^{\circ }\) hinzugefügt Der Weg des Vektorstrahls ändert die Polarisation jedes Strahls in eine zirkulare, was bedeutet, dass die beiden Strahlen, die das Vektorlicht erzeugen, den gleichen „Anteil“ an vertikaler und horizontaler Polarisation haben und der DM den gleichen Effekt auf beide hat (die Strahlprofile mit und ohne QWP sind in der ergänzenden Abbildung S1 dargestellt. Das 4f-System (Linsen L1 und L2) wurde eingebaut, um sicherzustellen, dass der erzeugte Strahl die hintere Apertur der Objektivlinse erreicht. Die Objektivlinse O mit hoher NA fokussierte den Strahl, um die optische Falle in der Ebene der Probe zu erzeugen.

Die Probe bestand entweder aus 2 \(\upmu \text{m}\) Polystyrolkügelchen (Probe zur Bestimmung der Fallensteifigkeit) oder QD-markierten Polystyrolkügelchen (fluoreszierende Probe), die zwischen einem Deckglas und einem Objektträger gehalten wurden. Unbehandelte Glaswaren enthalten Silanolgruppen (Si-OH), die die Oberfläche des Glases hydrophil machen und dazu führen, dass polare Verbindungen durch Wasserstoffbrückenbindungen an der Oberfläche adsorbieren. In dieser Studie enthielten die Polystyrolkügelchen und die QD-markierten Perlen polare Gruppen auf ihren Oberflächen. Aufgrund dieser Gruppen wurden die Perlen auf der Oberfläche von unbehandeltem Glas immobilisiert, was beim Versuch, die Partikel einzufangen, zu Problemen führte. Um dieses Problem zu lösen, wurden die Glasgeräte (Objektträger und Deckgläser) vor der Zusammenstellung der Proben deaktiviert. Die Deaktivierung der Glaswaren erhöhte deren Hydrophobie und verhinderte die unerwünschte Adsorption polarer Verbindungen. Die Deaktivierung wurde durch Reaktion der Glasgeräte mit Dimethyldichlorsilan (DMDCS) erreicht.

Es wurde ein inverser Mikroskopaufbau implementiert, bei dem ein DM das Laserlicht in das Objektiv reflektiert, während es das Fluoreszenz- und Beleuchtungslicht durchlässt. Derselbe Laser wurde sowohl zum Einfangen als auch zur Anregung verwendet. Um gleichzeitig das Einfangen und die Fluoreszenzemission der Probe zu beobachten, wurde das Bildgebungs-/Detektionssystem so eingerichtet, dass zur Beleuchtung der Probe blaues Licht verwendet wurde, das vom Kerb-DM durchgelassen, vom Langpass-DM reflektiert und auf eine CCD-Kamera abgebildet wurde . Die Fluoreszenzemission (roter Strahl) der Probe wurde von beiden DMs übertragen und von einer Lawinenfotodiode (APD, ein Einzelphotonendetektor) erfasst. Dieser empfindliche Photonendetektor war notwendig, um die Fluoreszenz zu erkennen, die von einer einzelnen QD-markierten Perle ausgeht. Da die DMs nicht zu 100 % wirksam sind, wurden zusätzliche Farbfilter eingesetzt, um sicherzustellen, dass kein Licht vom Einfanglaser die Kamera oder das APD erreicht.

Obwohl sich diese Studie auf die Erzeugung von Vektorstrahlen mit flacher Oberseite konzentrierte, kann dieser Aufbau verwendet werden, um jeden beliebigen Vektorstrahl zu erzeugen, indem einfach verschiedene Skalarstrahlen überlagert werden. Wenn Sie beispielsweise zwei Wirbelmodi hinzufügen, \(\hbox {LG}_0^1\) und \(\hbox {LG}_0^{-1}\), werden radial und azimutal polarisierte Wirbelstrahlen erzeugt.

Die Bewegung eines freien Partikels und eines mit einem Vektor-Flat-Top-Strahl eingefangenen Partikels wurde 5 Minuten lang überwacht. Die Flugbahn und die Verteilung der Position dieser Partikel in Y-Richtung sind in Abb. 6a dargestellt. Die Partikelposition wurde mit der CCD-Kamera verfolgt und die gesamte Bildanalyse erfolgte in Matlab. Aus dieser Abbildung geht klar hervor, dass das freie Teilchen eine zufällige Brownsche Bewegung durchlief und sich in 5 Minuten über 7,33 \(\upmu \text{m}\) (in Y-Richtung) bewegte. Das eingefangene Teilchen konnte sich während der Analysezeit jedoch nur um 0,44 \(\upmu \text{m}\) bewegen, was ein erfolgreiches optisches Einfangen mit einem Vektorstrahl mit flacher Oberseite beweist.

Die leichte Bewegung des Partikels innerhalb der Falle ist auf thermisches Rauschen zurückzuführen, das es aus der Falle drückt, und durch die optische Kraft, die es wieder hineinzieht. Durch Überwachung dieser Bewegung konnte die Fallenstärke mithilfe der Äquipartitionsmethode bestimmt werden, die die Fallenstärke in Beziehung setzt die Positionsvarianz des eingefangenen Partikels52 (Einzelheiten finden Sie in den Zusatzinformationen). Die Bewegung einer gefangenen Perle wurde 5 Minuten lang verfolgt, wobei jede Sekunde eine Positionsmessung durchgeführt wurde. Für jede Leistungsmessung (gemessen nach der Objektivlinse) wurden fünf Perlen eingefangen, bei denen die Einfangsteifigkeit bestimmt wurde. Die durchschnittliche Fallensteifigkeit bei jeder Leistung ist in Abb. 6b dargestellt, wobei die Fehlerbalken dem Standardfehler entsprechen. Der lineare Zusammenhang zwischen der Laserleistung und der Fallensteifigkeit ist aus diesem Diagramm ersichtlich. Die Einschübe zeigen die Flugbahn des eingefangenen Teilchens bei zunehmenden Potenzen von 30 \(\mu \hbox {W}\), 120 \(\upmu \text {W}\) und 300 \(\mu \hbox {W}\ ).

Optisches Einfangen eines 2 \(\upmu \text{m}\)-Teilchens mit einem Vektorstrahl mit flacher Oberseite. (a) Flugbahn und Wahrscheinlichkeitsdichte (in y-Richtung) eines freien Teilchens und eines mit einem Vektor-Flat-Top-Strahl eingefangenen Teilchens, überwacht für 5 Minuten. Das freie Teilchen weist eine Brownsche Bewegung auf und bewegt sich über 7,33 \(\upmu \text{m}\), während die Bewegung des gefangenen Teilchens auf nur 0,44 \(\upmu \text{m}\) beschränkt ist. (b) Vektor-Flat-Top-Falle-Steifigkeit (in x-Richtung) bei verschiedenen Laserleistungen. Die Einschübe zeigen die Flugbahn eines gefangenen Teilchens bei zunehmenden Potenzen von 30 \(\upmu \text {W}\), 120 \(\upmu \text {W}\) und 300 \(\upmu \text {W}\ ), jeweils.

In Abb. 7 wird die Abstimmbarkeit des Vektor-HOT demonstriert, indem der Einfangstrahl von rein skalaren Gauß- und Wirbelstrahlen zu ihrer vektoriellen Kombination geändert wird; Hier demonstrieren wir auch den Effekt des Einfangens mit unterschiedlichen Strahlgrößen. In der oberen Reihe sind die theoretischen Profile (in Farbe dargestellt) der Einfangstrahlen dargestellt und stimmen gut mit den experimentellen Daten (in Schwarz dargestellt) überein.

Die optische Einfangkraft, die ein Partikel erfährt (aufgrund eines fokussierten Strahls), hängt von der Strahlgröße im Verhältnis zum Partikel ab. In der zuvor vorgestellten Theorie wurde die durchschnittliche Gradientenkraft des Balkens durch Integration über die Gesamtfläche des Balkens bestimmt. Diese Gesamtkraft erfährt das Teilchen jedoch nur dann, wenn es den gesamten Strahl schneidet; Dies gilt, wenn der Strahl an der Falle kleiner als die Partikelgröße ist. Dies war bei den eingefangenen Perlen in der mittleren Reihe von Abb. 7 der Fall, hier wurden 2 \(\upmu \text{m}\) Perlen mit einem Strahldurchmesser von 1,8 \(\upmu \text{m}\) eingefangen. . Die untere Reihe zeigt die Bewegung einer Perle in einer optischen Falle, wobei der Strahl größer (3,1 \(\upmu \text{m}\)) als die Perle ist. Die Strahlgröße wurde durch Abbildung der Rückreflexion des Strahls vom Probenobjektträger bestimmt. Wie bereits erwähnt, sind die dichroitischen Spiegel nicht zu 100 % effizient, daher wurde der Einfangstrahl teilweise übertragen und auf die CCD-Kamera abgebildet. Die Kamera wurde anhand des bekannten Durchmessers der 2 \(\upmu \text {m}\)-Perlen in der Probe kalibriert. Bei den kleinen Fallen konzentrierte sich die Bewegung der Perle auf die Mitte aller Balken, mit etwas mehr Bewegung beim Flat-Top-Strahl und noch mehr beim Wirbelstrahl. Für diese Fallen konnte eine harmonische Schwingung angenommen und die Fallensteifigkeit (berechnet mit der Equipartition-Methode) angegeben werden. Die Bewegung der Perle in der großen Gauß-Falle war ebenfalls zentriert, aber weniger steif als bei der kleinen Gauß-Falle. Das Zentrum des im großen Wirbelstrahl gefangenen Teilchens blieb im Ring des Strahls, da dort der Intensitätsgradient und folglich die Einfangkraft herrscht. Die Bewegung entlang des Strahlrings war hauptsächlich auf die Brownsche Bewegung zurückzuführen. Schließlich war die Bewegung der Perle in der großen Flachfalle gleichmäßiger, entsprechend dem gleichmäßigen Strahlprofil (an den Rändern des Strahls existiert nur eine Gradientenkraft). Aus diesen Diagrammen wird deutlich, dass die Größe und Art des Strahls einen großen Einfluss auf die Stärke und Eigenschaften einer optischen Falle haben.

Bewegung von Perlen, die mit einem Gauß-, Wirbel- und Vektor-Flat-Top-Strahl eingefangen werden, wenn die Strahlgröße kleiner als das Partikel (kleine Strahlfalle) oder größer als das Partikel (große Strahlfalle) ist. Die Kugel hatte einen Durchmesser von 2 \(\upmu \text{m}\), die kleine Falle hatte einen Strahldurchmesser von 1,8 \(\upmu \text{m}\) und die große Falle einen Durchmesser von 3,1 \(\upmu \text{m}\). Die Fallensteifigkeit (± Standardabweichung) für die kleinen Strahlfallen wird angegeben (Einheit: pN/\(\upmu \text{m}\)).

Die durchschnittliche Photobleichung von drei eingefangenen QD-markierten Perlen in einer Gauß- und Flat-Top-Strahlfalle bei einer Einfangleistung von 60 \(\upmu \text {W}\) (der schattierte Bereich stellt den Standardfehler dar). Für die Fluorophore in der Flat-Top-Strahlfalle wurden im Vergleich zur Gaußschen Strahlfalle längere Photobleichungslebensdauern beobachtet. Der Einschub zeigt die experimentellen Profile der Fangstrahlen.

Der Vektor-Flat-Top-Strahl kann so erzeugt werden, dass er die gleiche Gradientenkraft wie der Gaußsche Strahl aufweist, jedoch mit einer um 25 % reduzierten Spitzenintensität (siehe Abb. 4). Diese Eigenschaft von Flat-Top-Strahlen kann genutzt werden, um die Photobleichung in optischen Fallen zu reduzieren. Wenn darüber hinaus Flat-Top-Strahlen mit der gleichen Leistung wie Gaußsche Strahlen erzeugt werden, weisen sie eine um 50 % verringerte Spitzenintensität auf, mit nur einem minimalen Verlust an Gradientenkraft (Einfangstärke), insbesondere bei niedrigen Einfangleistungen (wie experimentell in der ergänzenden Abbildung gezeigt). . S3). Abb. 8 zeigt die durchschnittliche Fluoreszenzemission von drei QD-markierten Perlen, die mit einem Gaußschen Strahl oder einem Flat-Top-Strahl mit einer Leistung von 60 \(\mu \hbox {W}\) in einer Einzelwellenlängenfalle (mit dem Standard) eingefangen wurden Fehler, der durch den schattierten Bereich dargestellt wird). Die Fluoreszenzsignale wurden normalisiert und der Hintergrund subtrahiert (Detail in der ergänzenden Abbildung S4). Bei beiden Fallen nahm die Fluoreszenz des Partikels beim Eintritt in die Falle ab; Die Photobleichhalbwertszeit (\(\tau\)) jedes Partikels wurde durch Anpassen einer Exponentialfunktion \(f(t) = A\hbox {exp}(-t/\tau)+C\) an die Fluoreszenz bestimmt Signal (siehe ergänzende Abbildung S5 für angepasste Funktionen und \(R^2\)-Werte). Die durchschnittliche Photobleichhalbwertszeit (± Standardabweichung) einer QD-markierten Perle in einer Gaußschen Falle wurde mit 14 ± 3 s und die Halbwertszeit in einer Vektor-Flachfalle mit 20 ± 3 s bestimmt, was einem Wert von 43 entspricht % Anstieg der Photobleichhalbwertszeit.

Obwohl die Anwendung des optischen Einfangens und Zupfens in der Biophotonik und Physik sehr gut etabliert ist, ist ihr Einsatz in der Chemie weitaus weniger entwickelt. Hier stellen wir die vollständige vektorielle Natur des Lichts bei der Verbesserung der lichtbasierten Chemie in einer neuartigen holographischen Falle vor, wobei wir als Beispiel maßgeschneiderte QDs verwenden. Wir weisen darauf hin, dass die Kombination aus QD-Bead-basierten Fluoreszenzassays und optischen Pinzetten zum Nachweis von Analyten wie dem Prostata-spezifischen Antigen und den Genen des Vogelgrippevirus H5N1 und H7N9 mit hoher Empfindlichkeit und Nachweisgrenzen von nur 1,0– verwendet wurde. 14.0 Uhr53,54,55. Die in dieser Arbeit synthetisierten QD-Sonden haben daher das Potenzial, als Sensoren innerhalb des optischen Pinzettenaufbaus für den Nachweis von Analyten (wie Umweltschadstoffen56,57,58) mit erhöhter Empfindlichkeit zu fungieren, eine spannende Zukunftsaussicht.

Zusammenfassend haben wir einen optischen Pinzettenaufbau demonstriert, der vektorielles Licht verwendet, um QD-Fluoreszenzsonden einzufangen und zu steuern. Wir haben die Chemie dargelegt, die zur Funktionalisierung von Polymerkügelchen in Mikrogröße mit QDs erforderlich ist, und dabei die Bedeutung der Kontrolle von Größe, Adhäsion und Agglomeration hervorgehoben. Die Vielseitigkeit des Vektor-HOT wurde durch den Wechsel zwischen Skalar- und Vektorstrahlen und das Einfangen von Partikeln mit unterschiedlichen Strahlgrößen demonstriert. Durch das Einfangen mit einem ausbreitungsinvarianten Vektor-Flat-Top-Strahl haben wir das Potenzial zur Reduzierung der Photobleichung in einer optischen Falle mit einer einzelnen Wellenlänge durch einfaches Anpassen der Intensitätsgradientenlandschaft demonstriert.

Cadmiumoxid (CdO), Octadec-1-en (ODE), Ölsäure (OA), Trioctylphosphinoxid (TOPO), Selen (Se), Zinkoxid (ZnO), Schwefel (S), L-Cystein, N-( 3-Dimethylaminopropyl)-N'-ethylcarbodiimidhydrochlorid (EDC), N-Hydroxysuccinimid (NHS), Methanol und Aceton wurden von Sigma Aldrich (USA) bezogen. Chloroform, Ethanol und Kaliumhydroxid (KOH) wurden von Associated Chemical Enterprises (Südafrika) bezogen. Es wurde Argongas Baseline 5.0 von Afrox (Südafrika) verwendet. Das während der Synthesen verwendete entionisierte Wasser stammte aus einem hauseigenen Drawell Eco-Q-System für entionisiertes Wasser (China). \(\hbox {Invitrogen}^{\text {TM}}\) 2 \(\mu\)m carboxylfunktionalisierte Latexkügelchen wurden von Thermo Fisher Scientific (Südafrika) gekauft.

Zunächst wurden Vorläuferlösungen für Selen (0,30 g Se, 1,94 g TOPO und 25 ml ODE), Zink (0,21 g ZnO, 10 ml OA und 15 ml ODE) und Schwefel (0,087 g S, 10 ml OA und 15 ml ODE) hergestellt . Diese Lösungen wurden 5 Stunden lang bei 40 \(^{\circ }\hbox {C}\) gerührt, um eine gründliche Durchmischung sicherzustellen. Der QD-Syntheseaufbau umfasste einen Dreihalsrundkolben, der mit einem Kühler, einem Thermometer und einem Argongaseinlass ausgestattet war und auf einem Heizmantel positioniert war. Die gesamte Reaktion wurde unter Argonbedingungen durchgeführt. 1,3 g CdO, 50 ml ODE und 30 ml OA wurden in den Kolben gegeben und kräftig bei 260 °C gerührt, bis sich eine farblose Lösung bildete, was auf die Bildung des Cd-OA-Komplexes hinweist. Der Se-Vorläufer wurde in den Kolben gegeben (25 ml) und man ließ die Keimbildung und das Kernwachstum 15 Minuten lang bei einer Temperatur von \(\sim 240\) \(^{\circ }\hbox {C}\) ablaufen. . Das epitaktische ZnS-Schalenwachstum um den Kern herum wurde durch Zugabe von 10 ml des Zn-Vorläufers und kurz darauf von 10 ml des S-Vorläufers zur Kernlösung eingeleitet. Das Schalenwachstum wurde 40 Minuten lang bei einer Temperatur von 240 \(^{\circ }\hbox {C}\) ablaufen gelassen. Nach 40 Minuten wurde die Reaktion auf Raumtemperatur abgekühlt. Die QDs wurden mit Methanol durch Zentrifugation gereinigt, was dann die hydrophoben CdSe/ZnS-QDs ergab, die mit OA und TOPO verkappt waren.

Anschließend wurde eine Ligandenaustauschreaktion durchgeführt, um die Oberfläche der CdSe/ZnS-QDs mit L-Cystein zu funktionalisieren und sie hydrophil zu machen. Eine Lösung aus 4,4 g KOH, 60 ml MeOH und 3 g L-Cystein wurde hergestellt und 10 Minuten lang in ein Ultraschallbad gegeben, um sicherzustellen, dass sich das gesamte L-Cystein auflöste. Die hydrophobe CdSe/ZnS-QD-Lösung wurde in Chloroform suspendiert und zur L-Cystein-Lösung gegeben. Unter Rühren bei Raumtemperatur wurde der Mischung langsam entionisiertes Wasser zugesetzt, wodurch die transparente orange Lösung milchig wurde. Nach einer Stunde Rühren ließ man die Lösung über Nacht stehen, um eine vollständige Trennung der organischen und wässrigen Phase sicherzustellen. Die L-Cystein-bedeckten QDs, die sich nun in der wässrigen Phase befinden, wurden durch Zentrifugation mit Ethanol (\(\times 4\)) und Aceton (\(\times 2\)) gereinigt. Eine gründliche Reinigung war erforderlich, um überschüssige organische Verbindungen von der Oberfläche der QDs zu entfernen und eine monodisperse QD-Lösung ohne Agglomerate zu erhalten. Die Absorptions- und FTIR-Spektren der QD-Produkte sind in den ergänzenden Abbildungen S6 bzw. S7 dargestellt.

Um die L-Cystein-verkappten QDs an Polymerkügelchen in Mikrogröße zu koppeln, wurden 2,5 ml EDC (0,1 M) und 2,5 ml NHS (0,1 M) zu 50 \(\mu \hbox {l}\) des Polymers hinzugefügt Perlen (verdünnt in 1 ml Wasser) und 30 Minuten lang in einem Eisbad gerührt, um die Carbonsäuregruppen auf den Perlen zu aktivieren. Überschüssiges EDC wurde durch Zentrifugation mit entionisiertem Wasser entfernt. Nach dem Zentrifugieren wurden die aktivierten Perlen erneut in 4 ml Wasser dispensiert und 3 mg QDs hinzugefügt. Die Kopplungsreaktion wurde 2 Stunden lang in einem Ultraschallbad ablaufen gelassen, um eine gleichmäßige Beschichtung der QDs auf den Perlen sicherzustellen. Das gekoppelte Produkt wurde durch Zentrifugation mit Wasser (\(\times 3\)) gereinigt und in entionisiertem Wasser im Kühlschrank aufbewahrt. Die FTIR-Spektren der QD-markierten Perlen sind in der ergänzenden Abbildung S8 dargestellt.

Die während der aktuellen Studie verwendeten und/oder analysierten Datensätze sind auf begründete Anfrage beim jeweiligen Autor erhältlich.

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Die Autoren danken Dr. Valeria Rodríguez-Fajardo für ihre Unterstützung bei der Bildanalyse und dem optischen Aufbau sowie Dr. Sifiso A Nsibande für seine Hilfe bei der ersten Quantenpunktsynthese. Diese Arbeit basiert auf der Forschung, die teilweise von der National Research Foundation of South Africa (Fördernummer: 122136) unterstützt wird.

Fakultät für Chemie, Universität Pretoria, Pretoria, Südafrika

Ané Kritzinger & Patricia BC Forbes

Fakultät für Physik, Universität Witwatersrand, Johannesburg, Südafrika

Andrew Forbes

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AK führte die Experimente durch, AF und PBCF betreuten das Projekt. Alle Autoren halfen bei der Dateninterpretation und überprüften das Manuskript.

Korrespondenz mit Patricia BC Forbes.

Die Autoren geben an, dass keine Interessenkonflikte bestehen.

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Nachdrucke und Genehmigungen

Kritzinger, A., Forbes, A. & Forbes, PBC Optisches Einfangen und Fluoreszenzkontrolle mit vektoriellem strukturiertem Licht. Sci Rep 12, 17690 (2022). https://doi.org/10.1038/s41598-022-21224-1

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Eingegangen: 01. August 2022

Angenommen: 23. September 2022

Veröffentlicht: 21. Oktober 2022

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

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