domos y semi - Consumibles Co., Ltd de la histología de Nantong

Scientific Reports volumen 13, Número de artículo: 3165 (2023) Citar este artículo

491 Accesos

1 Altmetric

Detalles de métricas

Es bien sabido que la microscopía infrarroja de muestras del tamaño de un micrómetro sufre fuertes distorsiones de dispersión, atribuidas a la dispersión de Mie. La técnica de preprocesamiento de última generación para modelar y eliminar las características de dispersión de Mie de los espectros de absorbancia infrarroja de muestras biológicas se basa en un metamodelo para esferas perfectas. Sin embargo, las formas de celdas no esféricas son la norma más que la excepción y, por lo tanto, es muy relevante evaluar la validez de esta técnica de preprocesamiento para sistemas esféricos deformados. Al abordar estos casos, investigamos tanto numérica como experimentalmente los espectros de absorbancia de domos individuales impresos en 3D, filas de hasta cinco domos, dos domos con distancia variable y semicápsulas de longitud variable como sistemas modelo de células individuales deformadas y células pequeñas. racimos Encontramos que los efectos de acoplamiento entre cúpulas individuales son pequeños, lo que corrobora los resultados de la literatura relacionada anterior para las esferas. Además, señalamos e ilustramos con ejemplos que, si bien la reciprocidad óptica garantiza la misma eficiencia de extinción para la iluminación superior e inferior, el campo interno de un dispersor puede ser muy diferente en estas dos situaciones. Finalmente, demostramos que el modelo ME-EMSC para el preprocesamiento de espectros infrarrojos de sistemas biológicos esféricos también es válido para sistemas esféricos deformados.

Hasta la fecha, se encuentran disponibles varias técnicas potentes para realizar espectroscopia vibratoria de muestras biológicas e inanimadas en el rango espectral del infrarrojo medio. Entre ellos se encuentran, por ejemplo, la espectroscopia Raman1, la espectroscopia de neutrones2, la espectroscopia fotoacústica3,4,5,6 y la espectroscopia de pérdida de energía de electrones7. Sin embargo, con diferencia, la técnica analítica más utilizada para la caracterización bioquímica de diferentes muestras es la espectroscopia infrarroja por transformada de Fourier (FTIR)8,9,10,11. Por lo tanto, aumentar aún más el poder de esta técnica y la extensión de su aplicabilidad es el enfoque de este documento. Si bien la adquisición, la corrección y la interpretación de los espectros biológicos de película delgada FTIR se basan en técnicas establecidas, queda mucho trabajo por hacer en el área de la espectroscopia FTIR de células biológicas individuales y pequeños agregados de células. Es bien sabido que las células biológicas que tienen aproximadamente el mismo tamaño que la longitud de onda de la radiación infrarroja son dispersantes muy eficaces. Las fuertes firmas de dispersión observadas en la espectroscopia infrarroja de células humanas fueron atribuidas a la dispersión de tipo Mie por Mohlenhoff et al. en 200512. Desde entonces, los sistemas de modelos esféricos se han utilizado con frecuencia para modelar y eliminar las firmas de dispersión de los sistemas biológicos13,14,15,16. Las dos principales contribuciones de la dispersión de Mie son ondulaciones y ondulaciones17. Los meneos son oscilaciones de largo alcance causadas por un efecto de interferencia17. Determinan el comportamiento medio de los espectros de extinción infrarrojos. Las ondas son picos agudos superpuestos a los meneos. Surgen debido a resonancias de forma, es decir, ondas estacionarias dentro de la muestra18.

Sin embargo, no se comprende bien si los sistemas de modelos esféricos son adecuados para describir células biológicas en mediciones espectroscópicas infrarrojas. No se espera que la mayoría de las células biológicas sean perfectamente esféricas, y comúnmente se observan diferentes formas en la naturaleza. Los ejemplos incluyen bacterias, levaduras y algas, que exhiben una amplia gama de formas, desde formas esféricas hasta esferoides y formas de cápsulas alargadas. Además, cuando una célula se deposita en un portaobjetos de microscopio infrarrojo, puede adherirse al portaobjetos, lo que da como resultado una deformación de la forma. Por el contrario, se espera que las muestras estructuralmente estables, por ejemplo, los granos de polen, mantengan su forma esférica cuando se depositan en un portaobjetos. Esto se puede ver con microscopía óptica de granos de polen. En las mediciones de absorbancia infrarroja, los granos de polen muestran firmas de dispersión de Mie casi perfectas, con ondulaciones y ondulaciones19. Las ondas son sensibles a la forma del dispersor y se ha demostrado que las deformaciones de la forma pueden suprimir o incluso eliminar las ondas en los espectros infrarrojos20. Por lo tanto, además de la observación directa con microscopía óptica, la presencia de ondas es una indicación más de que los granos de polen conservan su forma esférica.

Cuando las células biológicas se investigan mediante espectroscopia infrarroja, a menudo se encuentran en un conjunto. Las configuraciones de muestra típicas en espectroscopia infrarroja son células eucariotas en tejido o múltiples células individuales depositadas sobre un sustrato. Por lo tanto, es importante saber si las celdas vecinas experimentan efectos de acoplamiento que pueden afectar las firmas de dispersión.

Los objetivos de este estudio son (1) describir las firmas de dispersión en sistemas en forma de domo (hemisféricos) y sistemas alargados en forma de domo (semicápsulas), (2) comprender si los efectos de acoplamiento entre partículas adyacentes (p. ej., domos ), (3) comparar cualitativamente los resultados simulados numéricamente con los espectros obtenidos a través de la espectroscopia infrarroja transformada de Fourier (FTIR), utilizando una fuente de sincrotrón (SR-FTIR) y una fuente globar con un detector de imágenes de matriz de plano focal (FPA), (4) investigar el efecto de la inversión de la dirección de la iluminación de la radiación infrarroja que incide sobre una muestra, y (5) evaluar si las técnicas de preprocesamiento existentes para recuperar espectros de absobancia pura a partir de espectros distorsionados de dispersión de Mie son adecuadas para corregir los espectros infrarrojos de espectros deformados. sistemas esféricos.

Las estructuras en forma de cúpula y cúpula alargada se obtuvieron utilizando una técnica de impresión 3D, es decir, mediante escritura láser directa inducida por dos fotones (2PDLW).

En la espectroscopia FTIR, el espectro de absorbancia Z se determina midiendo \(I_0\), la intensidad que incide sobre la muestra, e I, la intensidad transmitida por la muestra:

Idealmente, la radiación entrante solo se atenúa mediante la absorción molecular, lo que da como resultado un espectro de absorbancia puro que puede interpretarse directamente como una huella digital molecular. Sin embargo, la dispersión también contribuye a la pérdida de radiación en el detector. La contribución de dispersión puede modificar significativamente el espectro de absorbancia y, por lo tanto, requerir métodos de corrección para obtener un espectro de absorbancia puro19.

Para calcular la cantidad total de radiación eliminada desde la dirección de avance, ya sea por absorción o por dispersión, observamos la eficiencia de extinción adimensional, \(Q_{\textrm{ext}}\), definida como la relación de la sección transversal de extinción y la sección transversal geométrica de la muestra17. La siguiente ecuación muestra la relación entre la absorbancia aparente y la eficiencia de extinción19,20:

donde G y g son las secciones transversales geométricas del detector y la muestra, respectivamente. En (2) se supone que \(G\gg g\). Dado que, según (2), \(Q_{\textrm{ext}}\) ocupa un lugar destacado en la absorbancia Z, \(Q_{\textrm{ext}}\) es una cantidad de interés. Si bien, a excepción de las películas homogéneas, no hay expresiones analíticas de forma cerrada exactas disponibles para calcular \(Q_{\textrm{ext}}\) como una función del número de onda, las aproximaciones analíticas de forma cerrada de \(Q_{\textrm{ ext}}\) se puede obtener. Debido a esta equivalencia, el espectro de absorbancia aparente medido (Ec. 1) también se denomina espectro de extinción.

Siguiendo la Ref.17, las fórmulas de aproximación para \(Q_{\textrm{ext}}\) relevantes para las simulaciones y experimentos discutidos en este documento se encuentran suponiendo que la radiación entrante, representada como rayos, atraviesa el dispersor en línea recta, sin desviación y, por lo tanto, experimenta solo un cambio de fase dentro del dispersor. En el detector, la radiación incidente se combina con la radiación desfasada dando como resultado una interferencia de onda, que produce \(Q_{\textrm{ext}}\). Sobre la base de este efecto de interferencia, en el Apéndice A se derivan fórmulas analíticas de extinción para hemisferios, semicápsulas y semicilindros.

Señalamos que incluyendo los efectos de tunelización y difracción, se pueden lograr grandes mejoras en la precisión de las fórmulas presentadas en el Apéndice (ver, por ejemplo, Ref.21 para el caso de las esferas). Estas fórmulas más complejas, sin embargo, no son necesarias para los propósitos de este artículo.

En la escritura láser directa inducida por dos fotones (2PDLW), la polimerización local se obtiene en el volumen muy pequeño de un rayo láser estrechamente enfocado tras la absorción de dos fotones22. El desplazamiento del punto focal a lo largo de una trayectoria que induce la polimerización de la fotoprotección da como resultado una microestructura 3D sólida. El proceso de absorción de dos fotones y la posterior polimerización confinada pueden dar lugar a una resolución de fabricación de 100 nm o incluso superior23. Tal resolución hace que 2PDLW sea ideal para la fabricación de cúpulas y cúpulas alargadas con un tamaño, una forma y una posición relativa bien definidos para la espectroscopia infrarroja en condiciones controladas.

Imágenes SEM y microscópicas de una de cada una de las configuraciones investigadas por espectroscopia FTIR. (a) Una sola cúpula de radio \(R=10\,\upmu \hbox {m}\), (b) cúpulas que se tocan en una fila, (c) dos cúpulas con una distancia creciente d, y (d) semi- cápsulas (cúpulas alargadas) con un radio de las tapas terminales igual a \(R= 10\,\upmu \hbox {m}\) y elongación L. El material de las muestras es OrmoComp24.

Las estructuras en forma de cúpula impresas en 3D se obtuvieron utilizando una configuración comercial 2PDLW (Microlight3D). Consiste en un microscopio invertido (Zeiss Axiovert 200) equipado con un láser Nd:YAG de conmutación Q de frecuencia duplicada (532 nm, duración de pulso de 0,56 ns, 11,7 kHz). Se usó un objetivo de 40x (NA 0.95, seco, Zeiss Plan-APOCROMAT) para enfocar el rayo láser en la muestra. Los objetos 3D se obtienen desplazando la muestra en relación con el punto focal del láser utilizando un manipulador piezoeléctrico de rango de desplazamiento \(100\times 100\times 100 \,\upmu \hbox {m}\). La potencia del láser se puede controlar mediante un modulador acústico-óptico. El manipulador piezoeléctrico se combina con una etapa de traducción de largo alcance para la replicación automática de las estructuras en la superficie de un sustrato. Se utiliza un sistema de enfoque automático para colocar cada objeto en la misma posición en relación con la superficie del sustrato con una reproducibilidad superior a 50 nm. La velocidad de escaneo, la potencia del láser y la trayectoria 3D están controladas por computadora.

Las estructuras 3D se crearon utilizando la fotoprotección Ormocomp (Tecnología Microresist)24. Se depositó una gota de aproximadamente 5 \(\upmu \hbox {L}\) de fotoprotector sobre la superficie de un cubreobjetos de microscopio de 170 \(\upmu \hbox {m}\). Después de la microfabricación, la fotoprotección sin reaccionar se eliminó mediante dos pasos de lavado sucesivos usando Ormodev (tecnología de microresist) como disolvente. Después de los lavados, las muestras se secaron al aire. No se utilizó ningún procedimiento previo o posterior al horneado en la impresión 3D.

Las estructuras microfabricadas se caracterizaron por microscopía electrónica de barrido (SEM) utilizando un aparato Zeiss Supra 55VP. Antes de los experimentos SEM, se depositó un recubrimiento de oro de 5 nm en la superficie de las muestras con un recubridor de pulverización catódica Leica EM ACE600 para eliminar la acumulación de carga y mejorar el contraste en las mediciones SEM.

Las estructuras 3D obtenidas usando un software CAD fueron cortadas por Simpoly 4.5.1. La parte interna de los objetos se cortó menos densamente que la superficie para disminuir el tiempo de procesamiento. La dirección de corte se eligió para que fuera perpendicular al eje de propagación del haz y las posiciones de los vóxeles se determinaron siguiendo la pendiente geométrica de la estructura para mejorar la calidad de la superficie de manera similar a lo propuesto por Liao et al.25. Se variaron los parámetros de corte, el tiempo de exposición y la potencia del láser haciendo numerosas repeticiones en retroalimentación con experimentos SEM para encontrar las condiciones óptimas de fabricación. La Figura 1 muestra imágenes SEM de las muestras que se investigaron: (1) cúpulas (Fig. 1a), (2) matrices lineales de cúpulas en contacto (Fig. 1b), (3) cúpulas con distancia creciente (Fig. 1c) y (4) semicápsulas (cúpulas alargadas) (Fig. 1d).

Se diseñaron estructuras en forma de cúpula (semiesféricas) y alargadas en forma de cúpula (semicápsula) utilizando un software CAD. Las imágenes microscópicas electrónicas y microscópicas ópticas IR de las estructuras se muestran en la Fig. 1. El radio de las cúpulas era \(10\,\upmu \hbox {m}\). Las cúpulas alargadas (semicápsulas) se diseñaron combinando dos cuartos de esfera colocados a una distancia L y un semicilindro (\(R=10\,\upmu \hbox {m}\) y longitudes crecientes, L) colocados entre ellos. (ver Fig. 1d). El radio se mantuvo constante, pero L se varió de 0 a 1,5R en el estudio. Además de fabricar cúpulas individuales aisladas, se replicaron en varias posiciones relativas entre sí para estudiar sus acoplamientos, como se muestra en las Fig. 1b y c. Se utilizaron dos tipos de configuraciones. Primero, se fabricaron matrices lineales de cúpulas colocándolas una al lado de la otra. El número de cúpulas en una matriz se varió de dos a cinco. Luego, se fabricaron pares de cúpulas con un espaciamiento relativo d, que varió entre 0 y 2R. Todas las configuraciones se fabricaron en réplicas de 5.

Las imágenes de microscopía de fuerza atómica se recopilaron utilizando un JPK NanoWizard II AFM (JPK, Cambridge, Reino Unido) montado en un Zeiss AxioObserver, en modo de contacto. Se utilizaron voladizos de nitruro de silicio (Veeco, Cambridge, Reino Unido).

Los espectros FTIR de una línea celular de cáncer de pulmón (CALU-1) se registraron utilizando un microscopio Nicolet Continuum IR acoplado a sincrotrón (ThermoFisher Scientific, Courtaboeuf, Francia), con un objetivo Schwarzschild de 32\(\times\) y un MCT single- detector de elementos Las mediciones se realizaron en la línea de luz SMIS en el sincrotrón SOLEIL, Francia. Los detalles sobre el experimento se pueden encontrar en la ref.26. En este experimento, se obtuvieron células de la línea celular SK-MES de cáncer de pulmón de células no pequeñas (NSCLC) adquiridas de la Colección Europea de Cultivos Celulares (Salisbury, Reino Unido)20,27.

Los espectros FTIR de cúpulas y semicápsulas impresas en 3D se recolectaron en la línea de luz SMIS en el sincrotrón SOLEIL. Todas las muestras se midieron con el mismo microscopio FTIR que las células de cáncer de pulmón, con el mismo aumento y detector. La apertura confocal se fijó en \(10\times 10\,\upmu \hbox {m}\) para las cúpulas y las semicápsulas. La anchura de la abertura se incrementó junto con L para cubrir toda la extensión espacial de la semicápsula. La resolución espectral se fijó en 4 \(\hbox {cm}^{-1}\). Se promediaron un total de 64 escaneos para cada muestra y 512 para el fondo. Se recogieron espectros de cuatro a cinco réplicas para cada configuración. Luego se calculó el promedio de los espectros para cada una de las configuraciones.

Las simulaciones fueron realizadas por el método de ecuación integral de superficie (SIE)28. Este es un poderoso método numérico que se usa frecuentemente para resolver problemas electromagnéticos tridimensionales. El método SIE resuelve las densidades de corriente superficial equivalentes en la superficie de la muestra y, por lo tanto, reduce el número de incógnitas en comparación con los métodos basados en el volumen (como FEM, FDTD o VIEM)29. Hay varias formulaciones SIE para objetos dieléctricos homogéneos. En nuestro código usamos la formulación tangencial combinada (CTF). El algoritmo multipolar rápido multinivel (MLFMA)30 se emplea para mejorar aún más la eficiencia de la solución SIE. La eficiencia de extinción se calcula a partir del vector solución SIE y el vector de excitación31,32. Nuestro código ha sido validado por la solución analítica de Mie33 y se ha utilizado para la simulación del objeto dieléctrico homogéneo en nuestro trabajo anterior33.

En general, como resultado de investigar las formas de las muestras biológicas, es evidente que una célula biológica puede no parecerse a una esfera perfecta cuando se deposita sobre un sustrato. En la Fig. 2a se muestra un ejemplo de un mapa de altura AFM, que muestra la topografía de una célula de cáncer de pulmón. La figura muestra que la forma de la celda está más cerca de una cúpula que de una esfera. La célula de cáncer de pulmón se adhiere a la superficie del portaobjetos y, por lo tanto, la forma se deforma. Esto refuerza nuestra suposición de que, en muchos casos de muestras estructuralmente blandas, los sistemas en forma de cúpula son mejores sistemas modelo para describir células biológicas. Un mapa de calor de contorno 2D (Fig. 2b) muestra la misma información que en la Fig. 2a, pero la estructura de la celda en 2D está cuantitativamente mejor representada. En la figura 2c se muestra un espectro infrarrojo recopilado de la misma celda, donde las firmas de dispersión están claramente presentes15,27. Por el contrario, en la misma figura, se muestra en naranja un espectro representativo de células humanas (representado por un espectro de Matrigel15), sin características de dispersión. El espectro de absorbancia pura (línea naranja) es aproximadamente lo que esperaríamos medir en el caso de que la célula cancerosa no se disperse.

Propiedades de una célula de cáncer de pulmón. ( a ) Mapa de altura de AFM que muestra su topografía 3D, que se asemeja a una cúpula. (b) Mapa de calor de contorno 2D que muestra la misma información que (a), pero en 2D la información de la sección transversal se destaca con mayor claridad. (c) Espectro infrarrojo de la célula de cáncer de pulmón15,27 (línea azul), que contiene contribuciones de dispersión de Mie, en comparación con un espectro de absorbancia de Matrigel puro (línea naranja), aproximadamente representativo de una célula humana, sin ninguna contribución de dispersión de Mie .

Se investigaron tres sistemas diferentes, es decir, cúpulas en fila (Fig. 1b), dos cúpulas con distancia creciente (Fig. 1c) y semicápsulas para variar elongación L (Fig. 1d). Los espectros de estos sistemas se informan en la Fig. 3a. Todos los espectros de la Fig. 3 son la media de los espectros de sistemas idénticos.

Comenzamos con cúpulas en una fila. Como se muestra en la Fig. 1b, la cantidad de domos varía de uno a cinco, donde el domo único sirve como sistema de referencia (sin vecinos) y los domos en las filas dos a cinco se tocan para un acoplamiento máximo entre los domos. En cada fila, registramos el espectro de absorbancia de uno de los domos cerca del centro de la fila. Los espectros de absorbancia resultantes se muestran en el conjunto superior de la Fig. 3a. Observamos que a pesar de la proximidad de las cúpulas, e independientemente del número de cúpulas en contacto en una fila, el efecto de las cúpulas vecinas en los espectros es insignificante. Las ligeras variaciones en las firmas de dispersión, más pronunciadas en la región de 7500 a 5000 cm\(^{-1}\), no son sistemáticas.

( a ) Espectros de absorbancia infrarroja de muestras de domo y domo alargado. Se muestra la media de 4-5 réplicas para cada configuración. En todas las situaciones el material de las cúpulas es OrmoComp24 y el radio de las cúpulas es \(10\,\mu\)m. El conjunto superior muestra espectros de absorbancia para domos en fila, desde un solo domo (línea roja) hasta cinco domos en fila (línea azul). El conjunto central muestra cúpulas con distancias crecientes \(d = [0, 5, 10, 20]\, \upmu \hbox {m}\) (de la línea roja a la azul respectivamente). El conjunto inferior muestra espectros de absorbancia para domos alargados, donde el alargamiento L = [0, 2,5, 5, 10, 15] \(\upmu \hbox {m}\) (b) Eficiencia de extinción para un domo alargado con índice de refracción 1,5 para aumentar el alargamiento L. El radio de las tapas de los extremos es R = \(10\,\upmu \hbox {m}\). Las líneas de puntos y guiones muestran \(Q_{\textrm{ext}}\) encontrado por simulaciones SIE electromagnéticas para los casos en los que L aumenta de 0 a 3R. Las líneas sólidas muestran las aproximaciones según la Ec. (A.16) donde L se incrementa de 0 a 50R. La línea discontinua roja es la aproximación de \(Q_{\textrm{ext}}\) para un medio cilindro infinitamente largo (Ec. A.15). La línea verde muestra \(Q_{\textrm{ext}}\) para una esfera de radio \(10\,\upmu \hbox {m}\) y un índice de refracción de 1,5, calculado mediante la teoría exacta de Mie. La línea verde está asociada con el eje del número de onda superior (verde). (c) \(Q_{\textrm{ext}}\) simulado para un sistema que consta de cúpulas en una fila (líneas continuas) y cúpulas con una distancia creciente (líneas discontinuas). La línea negra es \(Q_{\textrm{ext}}\) para un solo domo. El número de cúpulas varía de uno (línea roja) a cuatro (azul). La región del número de onda se reduce para la matriz más larga para reducir el tiempo de simulación. Para las cúpulas con distancia creciente, la distancia d entre las dos cúpulas aumenta de 0 a R. Para ambas investigaciones, R se establece en \(10\,\upmu \hbox {m}\) y el índice de refracción es 1,5. Las líneas están separadas horizontalmente ya que tienen un alto grado de superposición. Solo se observan pequeñas diferencias en la estructura de la ondulación entre las líneas.

La figura 3a muestra los espectros de absorbancia de dos cúpulas de distancia creciente (conjunto medio) como se muestra en la figura 1c. Las medidas se realizan en una de las cúpulas del par. La Figura 3a muestra que las variaciones en la absorbancia también son insignificantes para este sistema. La línea roja es la absorbancia de los domos en contacto. Las otras líneas muestran la absorbancia al aumentar la distancia d entre los domos, hasta \(d=2R\) (línea azul).

Al investigar las semicápsulas, donde L en la Fig. 1d aumenta gradualmente de 0 a 1.5R, vemos que la estructura de ondulación se desplaza hacia números de onda más bajos (conjunto inferior en la Fig. 3a). El cambio vertical en la absorbancia visto en estos espectros, como se describe en Métodos, es causado por el cambio de tamaño (aumentado en concierto con L) de la apertura numérica.

La eficiencia de extinción \(Q_{ext}\) está relacionada con la absorbancia medida por la ecuación. (2). Como se mencionó anteriormente, para sistemas especiales con un alto grado de simetría, la eficiencia de extinción exacta se puede encontrar analíticamente a partir de la teoría electromagnética, por ejemplo, la teoría de Mie34 en el caso de las esferas. En este caso despreciamos la presencia del portaobjetos del microscopio. Este efecto será investigado en un artículo de seguimiento. Para esferas, también podemos encontrar la solución analítica aproximada (ver Apéndice A). Sin embargo, para sistemas no integrables, donde no se pueden encontrar resultados analíticos exactos, solo se puede tomar el enfoque aproximado para la solución analítica. También podemos usar enfoques numéricos como SIE para resolver el problema de dispersión de los sistemas no integrables.

Dado que un domo tiene simetría axial pero no tiene simetría esférica, la iluminación superior (el haz incidente se propaga en la dirección negativa z, es decir, la radiación incidente ingresa por la punta del domo hacia la superficie inferior del domo) puede distinguirse de la iluminación inferior. iluminación (el haz incidente se propaga en la dirección z positiva, es decir, la radiación incidente entra a través de la superficie inferior del domo hacia la punta del domo). Verificamos numéricamente que la iluminación superior e inferior producen el mismo \(Q_{\textrm{ext}}\), lo cual está garantizado por el teorema de reciprocidad óptica35 (ver Fig. 4c).

La Figura 3b muestra la solución analítica de Mie en verde, junto con el \(Q_{\textrm{ext}}\) aproximado para cúpulas alargadas de acuerdo con la Eq. (A.16) en líneas sólidas y simulaciones numéricas para \(Q_{\textrm{ext}}\) para cúpulas alargadas en líneas de puntos y guiones. Tenga en cuenta que la solución analítica de Mie corresponde al eje x verde superior. Para los domos, los alargamientos varían desde ningún alargamiento (\(L=0\), líneas azules) a \(L=\) [ 2.5, 5, 10, 15, 30 ] \(\upmu \hbox {m}\ ), donde la mayor elongación corresponde a las líneas rojas. El radio de los domos se establece en R=\(10\,\upmu \hbox {m}\) y el índice de refracción en 1,5, que es aproximadamente el índice de refracción de OrmoComp24 blue si se descarta la absorción. Al simular una partícula no absorbente, aislamos el efecto de la dispersión en \(Q_{\textrm{ext}}\). Lo primero que notamos en la Fig. 3b es que las ondulaciones en \(Q_{\textrm{ext}}\) coinciden para los cálculos numéricos (líneas discontinuas) y la fórmula de aproximación (líneas sólidas).

Además de la aproximación de \(Q_{\textrm{ext}}\) para un domo alargado con alargamiento de semicilindro \(L=500\,\upmu \hbox {m}\) (línea continua roja oscura), La Fig. 3b muestra \(Q_{\textrm{ext}}\) para un semicilindro (Ec. A.15) como la línea discontinua de color rojo oscuro. Es evidente que al aumentar L, la \(Q_{ext}\) resultante se aproxima a la de un semicilindro. Los cálculos numéricos de \(Q_{\textrm{ext}}\) exhiben la misma tendencia que \(Q_{\textrm{ext}}\ aproximados), sin embargo, un alargamiento de \(L=500\,\upmu \ hbox {m}\) es demasiado grande para realizar cálculos numéricos.

Las simulaciones numéricas se realizan para un campo incidente que está polarizado de manera que el campo eléctrico es perpendicular al eje alargado del semicilindro. Como es evidente en la figura, el alargamiento hace que las ondas se debiliten. Esto se debe a que los modos de la galería susurrante son más intensos en la dirección perpendicular al campo eléctrico, que es el eje de elongación. Sin embargo, cuando \(L>0\), estos modos de galería susurrante se extinguen ya que las formas deformadas no soportan ondas estacionarias a lo largo del límite. Esto es corroborado por los resultados reportados en la referencia 20. Para la polarización del campo eléctrico paralelo al eje alargado, consulte el Apéndice B.

A partir de la Fig. 3b, es más evidente que las ondulaciones en el Qext aproximado y el Qext numérico también coinciden con las soluciones completas de Mie cuando se corrige el factor 2 de longitud de trayectoria reducida de los rayos infrarrojos que atraviesan un domo en comparación con la longitud de trayectoria requerida para atravesar una esfera. El propósito de mostrar esto es demostrar la relación entre Qext para una esfera completa y una cúpula. Observamos que en el caso de la dispersión, también se requeriría una escala debido a la dependencia de la longitud de onda del índice de refracción. El modelo ME-EMSC, sin embargo, no requiere un conocimiento previo de la escala y ajusta la escala de las ondulaciones y la dispersión automáticamente. Por lo tanto, los resultados respaldan la aplicabilidad de la aproximación de van-de-Hulst para la corrección de espectros obtenidos de dispersores en forma de cúpula.

Aunque mucho más débil, la Fig. 3b muestra que las ondas en el domo numérico \(Q_{\textrm{ext}}\) (línea azul punteada) se alinean con las ondas en la esfera \(Q_{\textrm{ext }}\) (Línea verde). Esto se entiende sobre la base del hecho de que la discontinuidad en el índice de refracción en la superficie inferior de la cúpula, es decir, la transición abrupta de \(n=1.5\) en el interior de la cúpula a \(n=1\ ) en el exterior de la cúpula, actúa como un espejo imperfecto que es capaz de complementar las resonancias de la cúpula en resonancias de esfera a través de su imagen especular. Por lo tanto, cualquier resonancia en la esfera con simetría arriba/abajo también es una resonancia de cúpula. El contraste reducido de las ondas del domo frente a las ondas de la esfera también se comprende, ya que el espejo de la superficie inferior del domo es imperfecto (es decir, además de la reflexión, también permite una transmisión significativa), las resonancias del domo pueden filtrarse fácilmente fuera del volumen del domo. a través de la superficie del espejo y, por lo tanto, reduce significativamente la prominencia de las ondas del domo. Debido a la fuga de radiación a través de la superficie inferior del domo, un domo también puede verse como un resonador dieléctrico con fugas. Cualquier fuga en un resonador reduce el factor de calidad del resonador, lo que da como resultado una ampliación de las resonancias. Este mecanismo explica por qué las ondas de cúpula observadas no solo son más pequeñas en altura, sino también mucho más anchas que las ondas de esfera correspondientes.

También realizamos simulaciones numéricas de \(Q_{ext}\) para tocar cúpulas en una fila (Fig. 1b). Los resultados de estas simulaciones se muestran en la Fig. 3c como líneas continuas. Es evidente que el cambio en \(Q_{ext}\) para los diferentes sistemas es pequeño. Lo mismo es cierto para dos cúpulas con distancia creciente (Fig. 1c), cuyo \(Q_{ext}\) se traza en la Fig. 3c como líneas discontinuas. La distancia d entre las cúpulas varía desde aproximadamente ninguna distancia (\(d=0.04\,\upmu \hbox {m}\)) hasta \(d=R=\) \(10\,\upmu \hbox {m }\). \(Q_{ext}\) prácticamente no se ve afectado. Estos resultados corroboran lo informado en las referencias 33,36, lo que demuestra que las mismas conclusiones pueden extraerse para pequeños agregados de esferas, tanto en contacto como separadas. La referencia 33 también muestra que para un agregado de esferas con diferentes radios, la eficiencia de extinción toma la media de todas las esferas individualmente. Se puede suponer que la misma conclusión vale para los hemisferios.

En el Apéndice C, se informan los resultados de investigaciones numéricas similares para sistemas bidimensionales que consisten en dispersores con forma de medio disco y dispersores con forma de medio estadio. Estos sistemas son equivalentes a los sistemas tridimensionales que son invariantes en la tercera dimensión (por ejemplo, semicilindros infinitamente largos). Las simulaciones muestran la misma tendencia que los resultados tridimensionales, es decir, el efecto de los dispersores vecinos es insignificante, pero la transición de medio disco a medio estadio produce un cambio en la eficiencia de extinción.

En la sección anterior señalamos que el teorema de reciprocidad óptica35 requiere solo que \(Q_{\textrm{ext}}\) sea invariable con respecto a la iluminación inferior y superior (como se muestra en la Fig. 4c), pero no dice nada sobre la forma de las distribuciones de campo eléctrico interno del dispersor en estos dos casos. De hecho, la iluminación inferior produce una distribución de intensidad de campo eléctrico diferente a la iluminación superior. Las simulaciones se realizaron con iluminación superior e inferior, para un domo con \(R=10\,\mu\)m. Se empleó un índice de refracción complejo para demostrar que la invariancia en \(Q_{\textrm{ext}}\) también es válida para los materiales absorbentes. El índice de refracción se fijó en PMMA37, ya que se desconoce el índice de refracción de OrmoComp. Como resultado de nuestras simulaciones numéricas detalladas, la figura 4a muestra la distribución de intensidad de campo eléctrico para un domo con iluminación superior, mientras que la figura 4b muestra la distribución de intensidad de campo eléctrico para el mismo domo pero con iluminación inferior. Obtenemos distribuciones de campo eléctrico completamente diferentes en estos dos casos. De hecho, mientras que la iluminación superior produce una distribución de intensidad en forma de franjas horizontales (Fig. 4a), la iluminación inferior produce una distribución de intensidad en forma de galería de susurros18 (Fig. 4b). Los modos de galería de susurros se identificaron anteriormente como el origen de las ondas en el \(Q_{\textrm{ext}}\) de las esferas (véanse las características nítidas en \(Q_{\textrm{ext}}\) que se muestran en la Fig. 3b). Como se explicó en la sección anterior, y dado que los modos de galería de susurros son simétricos hacia arriba/abajo, también deberíamos esperar que ocurran en las cúpulas, ya que el espejo imperfecto de la superficie inferior puede completar el arco de la galería de susurros que se muestra en la Fig. 4b en un modo completo de galería de susurros de una esfera y explique las ondas y sus posiciones en los mismos lugares que las ondas de esfera en el caso de las cúpulas. La sorpresa es que en el caso de las cúpulas la morfología de las correspondientes funciones de onda de resonancia depende de la dirección de iluminación. La diferente distribución del campo eléctrico en los dispersores en forma de cúpula (y otros dispersores de forma irregular) puede tener consecuencias importantes para la espectroscopia infrarroja, ya que, como se muestra en la Fig. 4, las diferentes regiones internas del dispersor se irradian con diferentes intensidades dependiendo de la parte superior vs. iluminación inferior. Por ejemplo, considerando una celda en forma de cúpula anidada, la iluminación inferior probaría preferentemente la pared de la celda, mientras que la iluminación superior co-probaría preferentemente el volumen interno de la celda. Por lo tanto, se podría obtener un grado modesto de química celular resuelta espacialmente. Si bien estas diferencias, debido al teorema de reciprocidad óptica, no se pueden ver en \(Q_{\textrm{ext}}\), podrían verse si, además de la radiación infrarroja transmitida, también se mide la radiación dispersa. Esto se hace parcialmente con la apertura numérica en los microscopios infrarrojos. Todavía no hemos realizado experimentos que aborden la iluminación superior frente a la inferior, pero nuestras simulaciones SIE detalladas (respaldadas con algunas simulaciones preliminares independientes de VIEM) son bastante claras en las diferentes distribuciones de campo interno (ver Fig. 4) y el correspondiente diferentes firmas de dispersión.

Las conclusiones que sacamos en el caso de las cúpulas se pueden respaldar explícitamente en el caso de una pila de película con dos capas absorbentes. En este caso, se pueden obtener expresiones analíticas de forma cerrada para todas las cantidades relevantes, como las eficiencias de extinción, dispersión y absorción, es decir, \(Q_{\textrm{ext}}\), \(Q_{\textrm{scat} }\) y \(Q_{\textrm{abs}}\), respectivamente. Las fórmulas confirman la reciprocidad óptica35 al obtener analíticamente el mismo \(Q_{\textrm{ext}}\), incluso en el caso absorbente. También muestran que la distribución del campo eléctrico interno es diferente en las dos películas para iluminación superior e inferior, que, en el caso de la pila de película absorbente, se puede calcular de forma explícita y analítica.

También realizamos simulaciones numéricas adicionales con semicilindros y semicápsulas que confirman que, si bien \(Q_{\textrm{ext}}\) es invariable, la iluminación superior e inferior para estos sistemas también produce una intensidad de campo eléctrico interno diferente. distribuciones para iluminación superior vs. inferior.

En el contexto de la iluminación superior frente a la inferior, uno puede preguntarse acerca de la incidencia oblicua. No hemos investigado más esta situación, pero lo más probable es que ocurran los mismos efectos. Sin embargo, en el caso de incidencia oblicua, la polarización del haz incidente importa y las condiciones recíprocas deben definirse cuidadosamente. Mientras que incluso en el caso de la incidencia oblicua \(Q_{\textrm{ext}}\) aún se espera que sea invariable, esperamos que la distribución del campo eléctrico interno sea nuevamente diferente. Estas son preguntas difíciles pero importantes que serán objeto de futuras investigaciones.

Distribución de campo eléctrico \(|E|^2\) dentro y fuera de un domo con \(n=1.5\) y \(R=10\,\mu\)m en \(2374\,\textrm{cm }^{-1}\). (a) Iluminación superior. La intensidad del campo eléctrico interno tiene la forma de franjas horizontales. (b) Iluminación inferior. La intensidad del campo eléctrico interno se manifiesta como un modo de galería de susurros. Por lo tanto, aunque \(Q_{\textrm{ext}}\) es el mismo para ambas direcciones de iluminación, las distribuciones de campo eléctrico correspondientes dentro del domo son muy diferentes para la iluminación superior frente a la inferior. (c) Eficiencia de extinción para un domo absorbente, con iluminación superior e inferior. El índice de refracción de la cúpula se establece en PMMA, como se presenta en37. La eficiencia de extinción es idéntica para la iluminación superior e inferior.

Para estimar y eliminar las firmas de dispersión de muestras biológicas esféricas, el algoritmo ME-EMSC15 se considera de última generación. El algoritmo se basa en un metamodelo que emplea la aproximación de van-de-Hulst a \(Q_{ext}\) para una esfera. Se calculan varias soluciones plausibles para \(Q_{ext}\), que luego se comprimen en varios vectores base. Los vectores base se utilizan para reconstruir el espectro de absorbancia medido. Como se señala en este documento, las muestras biológicas rara vez son perfectamente esféricas y pueden aproximarse, por ejemplo, a cúpulas o semicápsulas. Por lo tanto, es importante saber si el \(Q_{ext}\) de una semicápsula existe dentro del subespacio de los vectores base abarcados por las soluciones de esfera que se utilizan en el metamodelo. Si bien está claro que el \(Q_{ext}\) de un hemisferio existe dentro de este subespacio, ya que las soluciones para las aproximaciones de van-de-Hulst son idénticas para una esfera y un hemisferio (ajustando por la diferencia en el camino óptico efectivo longitud), este no es el caso de una semi-cápsula donde \(L>0\).

Para responder a esta pregunta, consideramos una semicápsula absorbente cuyo índice de refracción se muestra en la Fig. 5a. La parte real del índice de refracción se muestra en azul y la parte imaginaria en naranja. El índice de refracción se establece simulando las líneas de Lorentz para la parte imaginaria y utilizando las relaciones de Kramers-Kronig para calcular la parte real fluctuante del índice de refracción. Se utiliza un desplazamiento constante de 1,5 para la parte real. Se utiliza un índice de refracción simulado de manera que se pueden variar las propiedades de absorción del material. La eficiencia de extinción para una semicápsula \(Q_{\textrm{ext}}^ \mathrm{semi-cápsula}\) con \(R =10\,\upmu \hbox {m}\) y \(L = 10\,\upmu \hbox {m}\) se muestra como la línea roja discontinua en la Fig. 5b. La ecuación (A.12) se usa para calcular la semicápsula \(Q_{\textrm{ext}}^ \mathrm{semi-cápsula}\).

Luego se calcularon las eficiencias de extinción 100 \(Q_{\textrm{ext}}^{\textrm{sphere}}\) para las esferas absorbentes, de acuerdo con la ecuación. (A.2). El índice de refracción complejo fue el mismo que para la semicápsula, solo que el desplazamiento constante para la parte real varió entre 1,3 y 1,7. Los radios de las esferas se variaron de \(R = 5\,\upmu \hbox {m}\) a \(R = 10\,\upmu \hbox {m}\). Además, PCA comprime las curvas a un número \(n_{\textrm{comp}}\) de componentes principales, \(p_i\), como en el metamodelo ME-EMSC15.

Para encontrar si \(Q_{\textrm{ext}}^ \mathrm{semi-cápsula}\) se puede expresar en términos de \(p_i\), \(Q_{\textrm{ext}}^ \ mathrm{semi-cápsula}\) se proyectó en el espacio abarcado por \(p_i\). Los \(Q_{\textrm{ext}}^ {\mathrm{semi-cápsula}, r}\) se muestran junto con los originales \(Q_{\textrm{ext}}^ \mathrm{semi-cápsula} \) en la figura 5b. Las \(Q_{\textrm{ext}}^{\mathrm{semi-cápsula}, r}\) reconstruidas se establecen con un número diferente de componentes principales \(n_{\textrm{comp}}\), y son se muestra en diferentes tonos de azul. El \(Q_{\textrm{ext}}^{\mathrm{semi-cápsula}}\) original se muestra en rojo discontinuo. Es evidente que para un pequeño número de componentes principales (\(n_{\textrm{comp}} = 5\)), la reconstrucción tiene un error relativamente grande. Al aumentar el número de componentes principales, la reconstrucción mejora. Para \(n_{\textrm{comp}} = 12\), la reconstrucción es casi perfecta. Para L más largos, generalmente se necesita un número creciente de componentes principales para obtener una reconstrucción satisfactoria (no se muestran los resultados). Sin embargo, para \(n_{\textrm{comp}} > 9\), la reconstrucción también es satisfactoria para elongaciones largas.

En el ME-EMSC, el número de componentes principales utilizados en el modelo subespacial es una variable que debe establecer el usuario. El valor predeterminado se basa en la varianza explicada y suele ser 7. Nuestros resultados muestran que, para muestras no esféricas, se espera que el modelo aún describa \(Q_{\textrm{ext}}\) para esferas deformadas. Sin embargo, podría ser necesario aumentar el número de componentes del modelo. En este análisis mostramos que el modelo esfera-subespacio empleado en el ME-EMSC también contiene la solución para una cúpula alargada. Por lo tanto, concluimos que el ME-EMSC también es válido para sistemas alargados en forma de cúpula, que es un modelo más representativo de una célula biológica.

Para demostrar que \(p_i\) no puede reconstruir \(Q_{\textrm{ext}}^{\mathrm{semi-capsule}}\) calculado a partir de un índice de refracción complejo arbitrario, se simuló una química ligeramente diferente y se usó como entrada para \(Q_{\textrm{ext}}^{\mathrm{semi-cápsula}}\). La diferencia con el índice de refracción complejo original es que algunas posiciones de los picos se movieron según: 1500 \(\hbox {cm}^{-1}\) \(\rightarrow\) 1520 \(\hbox {cm}^{- 1}\), 2010 \(\hbox {cm}^{-1}\) \(\rightarrow\) 1950 \(\hbox {cm}^{-1}\), 3000 \(\hbox {cm} ^{-1}\) \(\rightarrow\) 3500 \(\hbox {cm}^{-1}\), 5400 \(\hbox {cm}^{-1}\) \(\rightarrow\) 5350 \(\hbox {cm}^{-1}\). Al reconstruir el nuevo \(Q_{\textrm{ext}}^{\mathrm{semi-cápsula}}\) con el \(p_i\) anterior, los picos desplazados no se pueden recuperar con precisión. La Figura 5c muestra la \(Q_{\textrm{ext}}^{\mathrm{semi-cápsula}, r}\) reconstruida en tonos de azul junto con la nueva \(Q_{\textrm{ext}}^{\ mathrm{semi-cápsula}}\) en rojo discontinuo. Es evidente que los espectros reconstruidos no logran describir los picos desplazados.

(a) El índice de refracción utilizado en los cálculos de \(Q_{\textrm{ext}}\), donde la parte real \(n_r\) se muestra en azul y la parte imaginaria n se muestra en naranja. (b) \(Q_{\textrm{ext}}^{\mathrm{semi-cápsula}}\) (línea discontinua roja) se reconstruye a partir de un número de vectores base \(n_{comp}\). Las líneas azules muestran diferentes \(Q_{\textrm{ext}}^{\mathrm{semi-capsule,r}}\ reconstruidos, con un número diferente de vectores base utilizados. (c) Cuando se cambia la química (determinada a través del índice de refracción) utilizada para calcular las 100 \(Q_{\textrm{ext}}^{\textrm{esfera}}\), la reconstrucción \(Q_{\textrm {ext}}^{\mathrm{semi-capsule,r}}\) falla en las bandas de absorción.

Al evaluar la imagen AFM de una célula de cáncer de pulmón (ver Fig. 2a), observamos que su forma es más consistente con una cúpula que con una esfera. Similar a las células de cáncer de pulmón, esta morfología se espera en general para muchas células biológicas estructuralmente inestables cuando se depositan en portaobjetos de microscopio. Como se ve en la Fig. 2c, todavía observamos fuertes características de dispersión de tales sistemas en forma de cúpula. Esto está corroborado por nuestras investigaciones numéricas, que muestran fuertes firmas de dispersión de Mie de sistemas en forma de cúpula. De hecho, sin tener en cuenta las ondulaciones, esperamos que las cúpulas muestren exactamente la misma estructura de ondulación que las esferas perfectas al corregir la diferencia en la longitud del camino óptico efectivo (es decir, factor de escala 2 de \(\rho\)). Para aumentar L, observamos que las cúpulas alargadas muestran una estructura ondulada muy similar a las esferas, con un cambio gradual hacia números de onda más bajos.

Además, no observamos ninguna diferencia significativa en las firmas de dispersión de los domos aislados frente a los arreglos de domos. Las medidas (Fig. 3a) de las muestras impresas en 3D (Fig. 1) indican que el efecto del acoplamiento entre las dispersiones es insignificante. La estructura de ondulación prácticamente no ha cambiado, mientras que se pueden observar pequeñas diferencias en la estructura de ondulación. Hemos demostrado que esta conclusión es válida tanto para nuestras simulaciones numéricas como para nuestras mediciones. Estos resultados son consistentes con los resultados informados en la Ref.33 sobre conjuntos de esferas.

Este artículo contribuye a una mejor comprensión de los problemas de dispersión con implicaciones importantes para los modelos utilizados para corregir la dispersión en estos sistemas. En la espectroscopia infrarroja, el algoritmo ME-EMSC es el método de preprocesamiento de última generación utilizado para eliminar las firmas de dispersión de Mie de los espectros de células y tejidos biológicos, recuperando así los espectros de absorbancia pura correspondientes15. El algoritmo emplea un metamodelo basado en la aproximación de van-de-Hulst para la dispersión de una esfera para modelar las características de dispersión en los espectros de absorbancia medidos. Con base en los resultados informados en este documento, concluimos que un modelo que asume que el dispersor es una esfera perfecta también es aplicable para sistemas en forma de cúpula y semicápsula. Esto ha sido demostrado por consideraciones teóricas, demostrando que la teoría detrás del modelo ME-EMSC es aplicable para sistemas de cúpula y semicápsula. Además, dado que los efectos de acoplamiento entre sistemas de múltiples esferas y cúpulas son insignificantes, el modelo ME-EMSC también es aplicable a células biológicas en matrices.

Cuando se informa de los espectros de absorbancia, la dirección de la iluminación (es decir, la iluminación superior frente a la inferior) de las muestras biológicas en la microespectroscopia infrarroja no suele especificarse en la bibliografía. Y, de hecho, el teorema de reciprocidad óptica35 garantiza que, en lo que respecta a \(Q_{\textrm{ext}}\), invertir la dirección de la iluminación produce los mismos resultados. Sin embargo, la determinación de \(Q_{\textrm{ext}}\) requiere que solo se registre la luz dispersada hacia adelante en el detector de infrarrojos. Sin embargo, para cualquier detector realista, esto no se puede lograr, ya que, debido a la apertura numérica (NA) del detector, la radiación dispersa siempre se registra junto con la radiación en dirección hacia adelante. Este es un problema importante, ya que la radiación dispersada depende de la dirección de la iluminación. Por lo tanto, para cualquier detector realista, la absorbancia medida para dos direcciones conjugadas (por ejemplo, iluminación superior e inferior) de la radiación incidente será diferente. Los espectroscopistas deben ser conscientes de este problema y deben tenerlo debidamente en cuenta en los algoritmos de corrección de dispersión. Esta será una dirección importante para el trabajo futuro.

Los conjuntos de datos generados y/o analizados durante el estudio actual están disponibles a pedido del autor correspondiente en el repositorio de Zenodo dentro de la comunidad de BioSpec Noruega; https://doi.org/10.5281/zenodo.7228232.

Movasaghi, Z., Rehman, S. & Rehman, DIU Espectroscopia Raman de tejidos biológicos. aplicación Espectrosc. Rev. 42, 493–541 (2007).

Artículo ADS CAS Google Académico

Mitchell, PCH, Parker, SF, Ramirez-Cuesta, AJ y Tomkinson, J. Espectroscopia vibratoria con neutrones (World Scientific, 2005).

Junhui, S. et al. Imágenes de infrarrojo medio de alta resolución y alto contraste de muestras biológicas frescas con microscopía fotoacústica localizada en el ultravioleta. Nat. Fotón. 13, 609–615 (2019).

Artículo Google Académico

Lamastra, FR et al. Frústulas de diatomeas decoradas con nanopartículas de óxido de zinc para mejorar las propiedades ópticas. Nanotecnología 28, 375704 (2017).

Artículo ADS CAS PubMed Google Scholar

Lamastra, FR et al. Investigación de espectroscopia fotoacústica de polvos híbridos de óxido de zinc/frústulas de diatomeas. En t. J. Thermophys. 39, 110 (2018).

Artículo ANUNCIOS Google Académico

Li Voti, R. et al. Fotoacústica para la escucha de superagregados de nanopartículas metálicas. Avanzado a nanoescala 39, 4692 (2021).

Artículo ANUNCIOS Google Académico

Ibach, H. & Mills, DL Espectroscopía de pérdida de energía de electrones y vibraciones superficiales (Academic, 1982).

Schmitt, J. y Flemming, H.-C. Espectroscopia FTIR en análisis microbiano y de materiales. En t. Biodeterioro. y biodegrad. 41, 1–11 (1998).

Artículo CAS Google Académico

Shapaval, V. et al. Un protocolo de microcultivo de alto rendimiento para la caracterización espectroscópica FTIR y la identificación de hongos. J. biofotónica 3, 512–521 (2010).

Artículo CAS PubMed Google Académico

Baker, MJ y col. Uso de la espectroscopia ir por transformada de Fourier para analizar materiales biológicos. Nat. Protocolos 9, 1771–1791 (2014).

Artículo CAS PubMed Google Académico

Großerueschkamp, F. et al. Anotación histopatológica automatizada sin marcadores de subtipos de tumores de pulmón mediante imágenes FTIR. Analista 140, 2114–2120 (2015).

Artículo ADS PubMed Google Scholar

Mohlenhoff, B., Romeo, M., Diem, M. & Wood, BR Dispersión de tipo Mie y comportamiento de absorción no Beer-Lambert de células humanas en microespectroscopia infrarroja. Biografía. J. 88, 3635–3640 (2005).

Artículo ADS CAS PubMed PubMed Central Google Scholar

Bassan, P. et al. Corrección de dispersión de Mie resonante (RMieS) de espectros infrarrojos de muestras biológicas de alta dispersión. Analista 135, 268–277 (2010).

Artículo ADS CAS PubMed Google Scholar

Konevskikh, T., Lukacs, R. & Kohler, A. Un algoritmo mejorado para la corrección de dispersión de Mie resonante rápida de espectros infrarrojos de células y tejidos. J. Biofotón. 11, e201600307 (2018).

Artículo Google Académico

Solheim, JH et al. Un código de fuente abierta para la corrección de señal multiplicativa extendida de extinción de Mie para espectros de microscopía infrarroja de células y tejidos. J. Biofotón. 12, e201800415 (2019).

Artículo Google Académico

Van Dijk, T., Mayerich, D., Carney, PS y Bhargava, R. Recuperación de espectros de absorción a partir de mediciones microespectroscópicas de esferas intactas en el infrarrojo por transformada de Fourier (FT-IR). aplicación Espectrosc. 67, 546–552 (2013).

Artículo ADS PubMed Google Scholar

Hulst, HC Light Scattering by Small Particles (Dover Publications Inc, 1981).

Blümel, R., Bağcioğlu, M., Lukacs, R. & Kohler, A. Dispersión de índice de refracción infrarroja de esferas de polimetilmetacrilato de ondas de Mie en espectros de extinción de microscopía infrarroja transformada de Fourier. J. Opt. Soc. Soy. 33, 1687–1696. https://doi.org/10.1364/JOSAA.33.001687 (2016).

Artículo ANUNCIOS Google Académico

Lukacs, R., Blümel, R., Zimmerman, B., Bağcıoğlu, M. & Kohler, A. Recuperación de espectros de absorbancia de partículas biológicas e inanimadas del tamaño de un micrómetro. Analista 140, 3273–3284 (2015).

Artículo ADS CAS PubMed Google Scholar

Brandsrud, MA, Blümel, R., Solheim, JH y Kohler, A. El efecto de la deformación de los dispersores absorbentes en las firmas de tipo Mie en microespectroscopia infrarroja. ciencia Rep. 11, 1–14 (2021).

Artículo Google Académico

Mitchell, DL Parametrización de los coeficientes de extinción y absorción de Mie para nubes de agua. J. Ciencia atmosférica. 57, 1311–1326 (2000).

2.0.CO;2" data-track-action="article reference" href="https://doi.org/10.1175%2F1520-0469%282000%29057%3C1311%3APOTMEA%3E2.0.CO%3B2" aria-label="Article reference 21" data-doi="10.1175/1520-0469(2000)0572.0.CO;2">Artículo ANUNCIOS Google Académico

Barner-Kowollik, C. et al. Micro y nanoimpresión láser 3D: desafíos para la química. Angewandte Chemie Int. ed. 56, 15828–15845 (2017).

Artículo CAS Google Académico

Arnoux, C. et al. Fotoiniciadores de polimerización con sección transversal de absorción de dos fotones mejorada de resonancia cercana: Hacia una fotoprotección de alta resolución con sensibilidad mejorada. Macromoléculas 53, 9264–9278 (2020).

Artículo ADS CAS Google Académico

Tecnología Micro Resist GmbH. Ormocomp ®". https://www.microresist.de/en/produkt/ormocomp/l (consultado: 08.03.2022).

Liao, C.-Y. et al. Método de corte bidimensional para acelerar la fabricación de microobjetos basado en la polimerización de dos fotones. aplicación física Letón. 91, 033108 (2007).

Artículo ANUNCIOS Google Académico

Pijanka, JK et al. Firmas espectroscópicas de núcleos de células cancerosas individuales y aisladas utilizando microscopía infrarroja sincrotrón. Analista 134, 1176–1181 (2009).

Artículo ADS CAS PubMed Google Scholar

Kohler, A. et al. Estimación y corrección de la dispersión de Mie en espectros infrarrojos de transformada de Fourier microscópica basada en sincrotrón mediante corrección de señal multiplicativa extendida. aplicación Espectrosc. 62, 259–266 (2008).

Artículo ADS CAS PubMed Google Scholar

Ylä-Oijala, P., Taskinen, M. & Sarvas, J. Método de ecuación integral de superficie para estructuras dieléctricas y metálicas compuestas generales con uniones. prog. electromagnético Res. MUELLE 52, 81 (2005).

Artículo Google Académico

Mishchenko, MI, Hovenier, JW y Travis, LD (eds.) Dispersión de luz por partículas no esféricas (Academic Press, 24-28 Oval Road, Londres NW1 7DX, Reino Unido, 2000).

Song, JM & Chew, WC Algoritmo multipolar rápido multinivel para resolver ecuaciones integrales de campo combinadas de dispersión electromagnética. Microondas. Optar. Tecnología Letón. 10, 14–19. https://doi.org/10.1002/mop.4650100107 (1995).

Artículo Google Académico

Reid, MTH & Johnson, SG Cálculo eficiente de potencia, fuerza y par en cálculos de dispersión de haz. Transacción IEEE. Propagación de antenas 63, 3588–3598. https://doi.org/10.1109/TAP.2015.2438393 (2015).

Artículo ADS MathSciNet MATH Google Scholar

Ylä-Oijala, P., Kong, B. & Järvenpää, S. Modelado de cuerpos resonantes de impedancia cerrada con métodos de ecuación integral de superficie. Trans. IEEE. Propagación de antenas 67, 361–368. https://doi.org/10.1109/tap.2018.2877311 (2019).

Artículo ANUNCIOS Google Académico

Kong, B. et al. Efectos del acoplamiento de partículas esféricas dieléctricas sobre firmas en microespectroscopia infrarroja. ciencia Rep. 12, 13327. https://doi.org/10.1038/s41598-022-16857-1 (2022).

Artículo ADS CAS PubMed PubMed Central Google Scholar

Mie, G. Contribuciones a la óptica de medios turbios, particularmente de soluciones de metales coloidales. Ana. física (Leipzig) 25, 377–452 (1908).

Artículo ADS CAS Google Académico

Potton, RJ Reciprocidad en óptica. Rep. Prog. física 67, 717–754 (2004).

Artículo ANUNCIOS Google Académico

Mishchenko, MI & Yurkin, MA Aditividad de secciones transversales ópticas integrales para un grupo tenue fijo de múltiples partículas. Optar. Letón. 44, 419–422 (2019).

Artículo ADS PubMed PubMed Central Google Scholar

Zhang, X., Qiu, J., Zhao, J., Li, X. y Liu, L. Mediciones complejas de índices de refracción de polímeros en bandas infrarrojas. J. Cuant. Espectrosc. radiar Transf. 252, 107063 (2020).

Artículo CAS Google Académico

Abramowitz, M. & Stegun, IA (eds.) Manual de funciones matemáticas (Dover, 1972).

COMSOL Multifísica® v. 5.4. www.comsol.com. COMSOL AB, Estocolmo, Suecia

Descargar referencias

Este trabajo fue apoyado por la subvención "Combinación de información espectral y de imagen en el análisis de datos de imágenes hiperespectrales" - No: 289518, financiado por el Consejo de Investigación de Noruega. AB agradece a Philippe Paliard (Microlight3D) por los fructíferos debates sobre el corte de microestructuras. Las mediciones de los espectros de absorbancia de las muestras impresas en 3D fueron respaldadas por SOLEIL (proyecto n.º 20200795), instalación nacional francesa de sincrotrón. Los cálculos se realizaron con recursos proporcionados por Sigma2, la Infraestructura Nacional para Computación de Alto Rendimiento y Almacenamiento de Datos en Noruega a través de la subvención No: NN9294K.

Estos autores contribuyeron por igual: Johanne Heitmann Solheim y Maren Anna Brandsrud

Facultad de Ciencias y Tecnología, Universidad Noruega de Ciencias de la Vida, 1430, Aas, Noruega

Johanne Heitmann Solheim, Maren Anna Brandsrud, Beibei Kong, Stine Lossius y Achim Kohler

Laboratorio de Química de la ENS de Lyon, Centro Nacional Francés de Investigaciones Científicas (CNRS), 69364, Lyon, Francia

Akos Banyasz y Guillaume Micouin

Sincrotrón SOLEIL, L'Orme des Merisiers, Saint-Aubin-BP48, Gif-sur-Yvette CEDEX, Francia

Ferenc Borondics

Escuela de Farmacia y Bioingeniería, Centro del Cáncer, Hospitales Universitarios de North Midlands, Universidad de Keele, Stoke on Trent, ST4 6QG, Reino Unido

Josep Sulé-Suso

Departamento de Física, Universidad Wesleyan, Middletown, CT, EE. UU.

Reinhold Bluemel

También puede buscar este autor en PubMed Google Scholar

JHS, MAB y AK desarrollaron juntos la idea inicial. Los autores JHS, MAB, RB y AK desarrollaron el concepto del artículo. RB y AK supervisó la investigación. BK llevó a cabo las simulaciones y analizó los datos, con la asistencia de RB, JHS y MAB La impresión 3D fue realizada por AB con la asistencia de GM Las mediciones FTIR de las muestras impresas en 3D fueron realizadas por FB y AB Las mediciones del cáncer de pulmón cell fueron realizados por JSSJHS, MAB y SL fueron los principales autores del artículo con contribuciones de los otros autores.

Correspondencia a Maren Anna Brandsrud.

Los autores declaran no tener conflictos de intereses.

Springer Nature se mantiene neutral con respecto a los reclamos jurisdiccionales en mapas publicados y afiliaciones institucionales.

Acceso abierto Este artículo tiene una licencia internacional Creative Commons Attribution 4.0, que permite el uso, el intercambio, la adaptación, la distribución y la reproducción en cualquier medio o formato, siempre que se otorgue el crédito correspondiente al autor o autores originales y a la fuente. proporcionar un enlace a la licencia Creative Commons e indicar si se realizaron cambios. Las imágenes u otro material de terceros en este artículo están incluidos en la licencia Creative Commons del artículo, a menos que se indique lo contrario en una línea de crédito al material. Si el material no está incluido en la licencia Creative Commons del artículo y su uso previsto no está permitido por la regulación legal o excede el uso permitido, deberá obtener el permiso directamente del titular de los derechos de autor. Para ver una copia de esta licencia, visite http://creativecommons.org/licenses/by/4.0/.

Reimpresiones y permisos

Solheim, JH, Brandsrud, MA, Kong, B. et al. Cúpulas y semicápsulas como sistemas modelo para microespectroscopía infrarroja de células biológicas. Informe científico 13, 3165 (2023). https://doi.org/10.1038/s41598-023-30130-z

Descargar cita

Recibido: 13 junio 2022

Aceptado: 16 febrero 2023

Publicado: 23 febrero 2023

DOI: https://doi.org/10.1038/s41598-023-30130-z

Cualquier persona con la que compartas el siguiente enlace podrá leer este contenido:

Lo sentimos, un enlace para compartir no está disponible actualmente para este artículo.

Proporcionado por la iniciativa de intercambio de contenido Springer Nature SharedIt

Al enviar un comentario, acepta cumplir con nuestros Términos y Pautas de la comunidad. Si encuentra algo abusivo o que no cumple con nuestros términos o pautas, márquelo como inapropiado.