Hvordan kan AuNPs og gel-elektroforese brukes til kvantitativ deteksjon av Target-DNA?

Den kvantitative deteksjonen av Target-DNA via gullnanopartikler (AuNPs) koblet til Probe-DNA og etterfølgende analyse med gel-elektroforese gir en følsom og differensiert metode for DNA-måling. Denne tilnærmingen utnytter dannelsen av multimere – fra dimere og trimere til tetramere og høyere-ordens aggregater – som oppstår når Target-DNA hybridiserer med Probe-DNA på AuNP-overflaten. Den resulterende sammensetningen visualiseres som separate bånd i en agarosegel, der intensiteten til hvert bånd tilsvarer mengden av tilhørende struktur.

Ved lave konsentrasjoner av Target-DNA, under 156 pM, oppnås tydelig separasjon mellom båndene for monomer, dimer, trimer og tetramer. I dette området kan de lavere ordens multimerene kvantifiseres nøyaktig, ettersom høyere ordens strukturer ikke er til stede. For kvantitativ analyse summeres intensiteten av dimer-, trimer- og tetramer-båndene, og resultatene plottes mot kjent konsentrasjon av Target-DNA. Dette gir en kalibreringskurve med høy korrelasjon til en potensfunksjon, som demonstrert ved y = 66.1x^1.0828 med R² = 0.983.

Når Target-DNA-konsentrasjonen overstiger 312 pM, oppstår dannelsen av høyere ordens multimerer og aggregater, noe som gjør det vanskelig å skille og kvantifisere lavere ordens bånd på grunn av båndsammensmelting og redusert oppløsning. Dette skyldes at det ved denne konsentrasjonen finnes omtrent ett Target-DNA-molekyl per AuNP, noe som øker sannsynligheten for full hybridisering på overflaten og dermed danner større nettverk av AuNP-DNA-komplekser.

Ved ytterligere økning i Target-DNA-konsentrasjonen, spesielt over 10 000 pM, observeres et fenomen der båndene for dimere til tetramere igjen blir synlige. Dette skjer fordi nesten alle Probe-DNA-molekylene på AuNP er mettet med Target-DNA, og derfor oppstår det ikke videre aggregering. Dette gir et falskt inntrykk av lavere konsentrasjon og kan føre til feilvurdering i kvantifiseringen. Dette området bør derfor unngås i praktisk analyse.

Videre ble det undersøkt hvordan endringer i AuNP-konsentrasjon påvirker deteksjonsområdet. Ved å redusere AuNP-konsentrasjonen til 133 pM observeres multimerdannelse ved lavere Target-DNA-konsentrasjoner enn ved den opprinnelige konsentrasjonen på 267 pM. Det dynamiske området for kvantitativ analyse forskyves dermed mot lavere DNA-konsentrasjoner. På motsatt side gir økt AuNP-konsentrasjon (534 pM) et høyere metningspunkt, men samtidig fører dette til uskarpe og sammensmeltede bånd i gelen, noe som reduserer båndoppløsningen og gjør kvantifisering mer utfordrende.

Samlet sett viser eksperimentene at bredere og mer presist dynamisk område oppnås ved å bruke høy AuNP-konsentrasjon sammen med lav Probe-DNA-tetthet. Samtidig bør man bruke mindre AuNP-partikler i høy konsentrasjon for å bevare geloppløsningen og redusere forbruket i diagnostiske applikasjoner.

For at denne teknologien skal være praktisk anvendbar og pålitelig, må det tas høyde for de fysiske begrensningene som følger av aggregatdannelse og hybridiseringskinetikk. En grundig forståelse av samspillet mellom Probe-DNA-tetthet, AuNP-konsentrasjon og Target-DNA-nivåer er essensiell. Særlig viktig er det å unngå analyseområder der metning eller aggregatoppløsning fører til gjenopptreden av lavere ordens bånd, da dette skaper tvetydige signaler som forstyrrer nøyaktig kvantifisering.

Hvordan molekylær adsorpsjon påvirker eksitonene i karbon-nanotuber og muligheten for optisk minneoperasjon

Når vi undersøker optisk bistabilitet i karbon-nanotuber (CNT-er), er det avgjørende å forstå hvordan molekylær adsorpsjon påvirker systemets reaksjon på eksterne eksitasjonskilder, som for eksempel laserstråler. Ved å variere eksitasjonsenergi og effekt ser vi en bemerkelsesverdig forskjell i systemets respons, noe som kan utnyttes i avanserte optiske minneoperasjoner. En viktig egenskap ved CNT-er er at de kan eksistere i to distinkte tilstander – adsorbert og desorbert – og at disse tilstandene kan være stabile over tid under visse forhold.

I eksperimentelle målinger har vi observert at overgangen mellom disse tilstandene krever ulike effektnivåer avhengig av systemets tilstand. For eksempel, når nanotuben er i en kald adsorbert tilstand, kreves det et høyere effekt nivå, rundt 600 µW, for å nå overgangstemperaturen. Dette skyldes den lave oppvarmingseffektiviteten i denne tilstanden. Når eksitasjonskraften derimot reduseres, forblir nanotuben i en varm desorbert tilstand, som har en høyere oppvarmingseffektivitet, og overgangen skjer ved mye lavere effekt, rundt 400 µW.

Videre, når vi ser på hvordan effekten endrer seg med større detuning-energi, ser vi at den høyere energisvansen for E22-pikken i fotoluminescenspektret (PLE) faller bratt, og at overgangen skjer ved betydelig høyere effekt når detuning-energien økes med bare noen titalls meV. Dette fenomenet kan forklares ved den bredere absorpsjonspiken for den varme desorberte tilstanden sammenlignet med den kalde adsorberte tilstanden, der laserabsorpsjonseffektiviteten er mindre følsom for eksitasjonsenergien.

En annen viktig observasjon er hvordan eksitasjonsenergien påvirker utsendelsesenergien i CNT-en. Når vi sweeper eksitasjonsenergien i en retning mot E22-resonansen, observerer vi en diskontinuerlig blueshift ved en detuning på omtrent +25 meV, mens en rødskift observeres ved en høyere overgangsenergi på omtrent +35 meV når eksitasjonsenergien sveipes i motsatt retning. Dette viser hvordan nanotuben kan vise forskjellige responsmønstre avhengig av hvilken retning eksitasjonsenergien sveipes.

Polarisasjonsavhengigheten av CNT-ens respons er også et interessant aspekt ved bistabiliteten. Når eksitasjonsstrålen er polarisert perpendikulært til røraksen, er absorpsjonen sterkt dempet på grunn av depolariseringseffekten. Derfor er strålen som er polarisert langs røraksen, den som primært absorberes. Polarisasjonsavhengigheten av CNT-ens reaksjon på eksitasjon er således analog med effektavhengigheten, noe som innebærer at vi kan observere stor optisk hysterese ved høyere detuning-energier.

En viktig applikasjon av disse observasjonene er muligheten for reversibel og reproduserbar optisk minneoperasjon. CNT-er kan utnytte optisk hysterese til å lagre informasjon. Når nanotuben befinner seg i en stabil tilstand, kan den forbli der selv når effekt- eller eksitasjonsenergien varieres, og overgangen mellom tilstandene kan kontrolleres ved å modifisere effekt og polarisasjon. Dette gir en mulighet for en ny type minneoperasjon, hvor informasjon kan skrives, leses og nullstilles ved å bruke spesifikke eksitasjonsmønstre.

Det er også viktig å merke seg at nanotubens bistabile region må være stor nok til å motstå effektfluktuasjoner som kan oppstå under de ulike operasjonene. Dette sikrer at nanotuben kan opprettholde sin tilstand mellom innstillinger og nullstillinger, og dermed muliggjør pålitelig lagring og uthenting av data.

Hvordan avslører to-dimensjonal elektronisk spektroskopi vibroniske koblinger i squarainmolekyler?

Koblingen til lavfrekvente vibrasjoner fører til periodiske forvrengninger i linjeformen av 2DES-spektraene avhengig av ventetiden, et tydelig tegn på at flere vibrasjonsmodi samtidig påvirker det elektroniske signalet. Særlig dominerer en høyfrekvent modus med ca. 180 meV (22 fs periode) spektralstrukturen, noe som fører til oppløste sidebånd i spektraene som kan tilskrives et forskjøvet harmonisk oscillator-potensial (DHO-modell). Det er nettopp gjennom slike DHO-strukturer at 2DES avslører klare signaturer for sterk vibronisk kobling.

For å kvantifisere disse koblingene eksperimentelt, benyttes tidsoppløst vibrasjonsspektroskopi med ultrakorte pumpepulser (<10 fs) innstilt i resonans med |g〉 → |c〉-overgangen. Den optiske eksitasjonen skaper et koherent vibrasjonsbølgepakke i det eksiterte tilstandspotensialets Franck–Condon-region, og denne bølgepakken oscillerer rundt et nytt likevektspunkt, forskjøvet fra grunntilstandens potensial langs koordinaten Qi. Slike oscillasjoner fører til en tid- og energiavhengig modulering av det differensielle transmisjonssignalet, som direkte gjenspeiler bølgepakkens dynamikk.

Ved positiv ventetid observeres et tydelig SE/GSB-bånd ved ~1,9 eV, med svake skuldre rundt 1,75 eV og 2,1 eV. Negative ventetider viser signaler som skyldes fri induksjonsnedbrytning fra |g〉 → |c〉-overgangen. Periodiske modulasjoner i ΔT/T fremstår med perioder på henholdsvis 227 fs og 58 fs, tilsvarende vibrasjonsmodi på 147 og 570 cm⁻¹. En svak høyfrekvent komponent (~1500 cm⁻¹) med ca. 22 fs periode kan så vidt identifiseres på høyenergisiden av SE/GSB-båndet, men med for lav amplitude til å gi tydelig utslag i Fourier-transformerte data.

Ved å trekke fra et konstant bakgrunnssignal etter 50 fs ventetid, fremheves disse oscillasjonene. Fourier-transformen bekrefter de to dominerende modene og viser i tillegg svakere topper ved 367 og 668 cm⁻¹, som hovedsakelig stammer fra Raman-signaturer i kloroformløsningsmiddelet. Vibrasjonsrelaksasjonstidene estimeres til ~350 fs for den lavfrekvente modusen og opp mot 1,5 ps for den høyfrekvente. Disse tidene gir innsikt i hvor lenge koherensen opprettholdes i molekylets eksiterte tilstand.

I den klassiske grensen, der pulsdurasjonen er betydelig kortere enn vibrasjonenes perioder, er det eksiterte tilstandens bølgepakker som dominerer signalet. Den påfølgende energimodulasjonen av |g〉 → |c〉-overgangen følger da uttrykket:

ΔE_gc(T) = ∑ ω_vib,i² Δ_i cos(ω_vib,i T) e^(–T/T_vib,i)

Dette uttrykket beskriver hvordan energiforskjellen mellom grunntilstand og eksitert tilstand moduleres over tid av den koherente bølgepakkens bevegelse. Midtpunktet i bølgepakken sporer en bane på potensialoverflaten som veksler mellom maksimal og minimal energiforskjell med en π-faseskift i midten av spektralområdet. Styrken på denne modulasjonen avhenger direkte av forskyvningen Δ_i mellom grunntilstands- og eksiterttilstands-potensialet langs vibrasjonskoordinaten. Eksperimentelt er disse forskyvningene anslått til Δ₁ ≈ 0,8 og Δ₂ ≈ 0,2 for henholdsvis lav- og høyfrekvent modus.

Når vibrasjonsenergiene overstiger den elektroniske overgangens spektrale bredde, som ved ~1500 cm⁻¹-modusen, er den klassiske tilnærmingen ikke tilstrekkelig. I slike tilfeller må spektrale sidebånd tolkes kvantemekanisk. Intensiteten til det n-te vibrasjonssidebåndet følger da en Poisson-fordeling I(n) = I(0)Sⁿ/n!, hvor styrken S relaterer til graden av vibronisk kobling. Forholdet mellom null-fononlinjen og første sidebånd gir dermed en øvre grense for koblingens styrke.

For å kunne forstå 2DES-data korrekt, er det essensielt å ta høyde for flere faktorer. For det første er oppløsningen og pulsbredde avgjørende for om raske vibrasjoner kan observeres separat fra bredbåndssignaler. For det andre krever tolkningen av modulasjonsmønstre i ventetidsperspektiv en nøyaktig separasjon av overlappende vibrasjonsmodi. Uten dette kan svake, men strukturelt betydningsfulle modulasjoner bli feiltolket som støy eller ubetydelige signaler.

Forståelsen av vibronisk kobling i squarainmolekyler krever dermed ikke bare spektroskopisk nøyaktighet, men også en dyp innsikt i hvordan kjerne- og elektronbevegelser samspiller i tid og energi. Dette samspillet er avgjørende for å kunne designe og kontrollere funksjonelle organiske materialer med ønskede optiske og elektroniske egenskaper.

Hva er betydningen av desorpsjon- og adsorpsjonstider i nanotube optisk minne?

Resultatene fra disse målingene bekrefter både omskrivbarheten og stabiliteten til det enkelte CNT optiske minnet. Videre gjentok vi bytteoperasjonene for å sjekke påliteligheten av minnefunksjonen. Figur 1.7c viser den tidsmessige utviklingen av PL-intensiteten ved lav energi. Reversible og reproducerbare bytteoperasjoner som overstiger 45 sykluser ble demonstrert, noe som antyder at nanotube optisk minne også kan manipuleres under en mer komplisert sekvens av lyspulser.

I disse målingene på en annen (9, 8) tube, og to representative tidsintegrerte PL-spektre er vist i Figur 1.8b. Spektret tatt med tw = 1,3 ms viser et stort bidrag fra blueshifted desorpsjons-tilstandstoppen på 0,921 eV, noe som er rimelig fordi alle molekylene skal ha desorbert over en tilstrekkelig lang tw. I tilfelle spektret tatt med tw = 0,084 ms, derimot, er adsorbert-tilstandstoppen på 0,906 eV markert. Dette viser at de fleste molekylene forblir adsorbert under pulsen, og dermed er tw mye kortere enn desorpsjonstiden. For å ekstrahere desorpsjonstiden τd, utførte vi bi-Lorentzian-passinger på spektrene for å få områdene til desorbert- og adsorbert-tilstandene.

Vi analyserte de transient PL-intensitetene for begge tilstandene, og begge intensitetene nådde en konstant verdi ved lengre pulsvarigheter, noe som viste at alle molekylene hadde desorbert. De beste passene til de transient PL-intensitetene ga verdier av τd på henholdsvis 0,15 ms og 0,13 ms, og det ble observert at desorpsjonstiden ble kortere ved høyere effekt, som forventet. Denne observasjonen understøttes av tidligere forskning som viser at desorpsjonstiden blir kortere ved høyere temperaturer.

I våre målinger for molekylære adsorpsjonstider, viste det seg at intensiteten fra den adsorberte tilstanden øker med lengre ti, mens emisjonen fra den desorberte tilstanden minker. Dette ble brukt til å trekke ut adsorpsjonstiden τa, som ble beskrevet med en eksponentiell funksjon for begge tilstandene. Det ble også bekreftet at molekylær adsorpsjon er avhengig av laserpulsenes energi, og at høyere effekt fører til en raskere prosess for både desorpsjon og adsorpsjon.

Det er viktig å forstå at både desorpsjons- og adsorpsjonstider er avgjørende for ytelsen til nanotube optiske minner, ettersom disse tidene påvirker hvor raskt og effektivt minnet kan skrives og leses under forskjellige betingelser. Variasjoner i effekt, temperatur og andre eksperimentelle parametere kan endre både desorpsjons- og adsorpsjonstiden, og dermed påvirke den overordnede påliteligheten og stabiliteten til minnet.

Det er også relevant å merke seg at denne typen nanotube optiske minner kan brukes under mer komplekse lyssekvenser, noe som gir nye muligheter for minneoperasjoner i ulike teknologiske sammenhenger. Denne dynamikken gir rom for utvikling av svært raske, pålitelige og effektive optiske minnesystemer.

Hvordan resonante strukturer og metasurfacer kan brukes til farging gjennom plasmoniske og optiske resonanser

En enkel tilnærming til slike strukturer involverer bruk av selvmonterte sfærer som maler en tynn metallisk film i en korrugert form. Denne hexagonale symmetrien gjør at ulike polarisasjoner kan kobles effektivt til gratingen, noe som gir interessante fargeeffekter. Fargene som kan oppnås avhenger i stor grad av materialene som brukes – for eksempel gir sølv grønne nyanser, mens gull gir gule og oransje farger.

I tillegg kan tuningen av resonansene justeres ved å modifisere tykkelsen på spacet mellom nanocavity og nanopartikkel-laget, samt ved å justere tykkelsen på det kappe laget. Dette gjør at man kan oppnå spesifikke farger og til og med diffraksjon eller spekulær refleksjon, avhengig av substratets ruhet og observasjonsvinkel.

I tillegg til fargekontroll, har metasurfacer også blitt brukt til å manipulere lysens spredning, som kan føre til iriserende effekter. Dette oppnås gjennom en økning i den strukturelle korrelasjonen mellom partikler, som gjør det mulig å kontrollere refleksjonsvinkler og farger ved å justere partikkelstørrelsen og plasseringen.

For å oppsummere, gir resonante strukturer og metasurfacer muligheten til å utvikle et bredt spekter av kunstige farger, men produksjonsteknologiene er fortsatt under utvikling. Fargepaletten kan tilpasses ved å manipulere resonanser gjennom strukturelle modifikasjoner som påvirker refleksjonens retning, intensitet og spektrale egenskaper. Det er viktig å merke seg at den tekniske utfordringen i denne prosessen ikke bare ligger i å forstå resonansene, men også i å utvikle produksjonsmetoder som kan håndtere slike strukturer på en effektiv måte i stor skala.