Плазмонно-резонансные наночастицы для биомедицинских приложений
На правах рукописи
ХЛЕБЦОВ БОРИС НИКОЛАЕВИЧ ПЛАЗМОННО-РЕЗОНАНСНЫЕ НАНОЧАСТИЦЫ ДЛЯ БИОМЕДИЦИНСКИХ ПРИЛОЖЕНИЙ 03.01.02 – биофизика
Автореферат диссертации на соискание ученой степени доктора физико-математических наук
Саратов – 2010
Работа выполнена в лаборатории нанобиотехнологии Учреждения Российской академии наук Институт биохимии и физиологии растений и микроорганизмов РАН
Официальные оппоненты:
доктор физико-математических наук, профессор Кленин Виталий Иосифович доктор физико-математических наук, профессор Баграташвили Виктор Николаевич доктор физико-математических наук, профессор Попов Вячеслав Валентинович
Ведущая организация:
Центр естественнонаучных исследований Института общей физики имени А.М. Прохорова РАН
Защита диссертации состоится “1” октября 2010 г. в 15 часов 30 минут на заседании диссертационного совета Д212.243.05 при Саратовском государственном университете им.
Н.Г. Чернышевского по адресу: 410012, г. Саратов, ул. Астраханская 83, корп. 3, физический факультет СГУ, аудитория 34.
С диссертацией можно ознакомиться в Научной библиотеке Саратовского государственного университета имени Н.Г. Чернышевского Автореферат размещен на сайте ВАК Автореферат разослан “15” июня 2010 г.
Ученый секретарь диссертационного совета, доктор физико-математических наук, профессор Дербов В. Л.
ОБЩАЯ ХАРАКТЕРИСТИКА РАБОТЫ
Актуальность темы. Золотые и серебряные наночастицы с плазмонным резонансом (ПР) являются объектами интенсивного исследования в современной нанобиотехнологии.
Большинство приложений основано на комбинировании двух принципов: (1) синтез конъюгатов, включающий синтез наночастиц и функционализацию их поверхности различными молекулами для обеспечения коллоидной стабильности, биосовместимости и необходимой функции (молекулярное узнавание, эндоцитоз, фототермолиз и т.п.);
(2) возбуждение ПР в видимой или ближней ИК области для получения уникальных оптических свойств.
Для большинства биомедицинских применений ПР должен быть настроен в окно прозрачности биотканей, а соотношение между сечениями поглощения и рассеяния определяется конкретной задачей использования наночастиц. До недавнего времени в большинстве приложений использовались частицы коллоидного золота примерно сферической формы с размерами 5-50 нм и ПР в области 515-550 нм. Далее такие частицы называются частицами КЗ. Бурное развитие технологий синтеза наночастиц за последние 10 лет предоставило исследователям широкий арсенал нанообъектов, начиная от золотых наностержней и нанооболочек и кончая экзотическими структурами типа золотых наноклеток и т.п. [Л1]. Поиск в базе данных научных статей SCOPUS за последние 10 лет дал 10317 ссылок на статьи по ключевым словам «gold nanoparticles». Это свидетельствует о важности и актуальности области исследований, связанной с синтезом и функционализацией золотых наночастиц.
Наряду с этими проблемами, большой интерес представляет исследование индивидуальных и коллективных оптических свойств золотых наночастиц. С точки зрения биологических приложений, оптимизация индивидуальных и коллективных оптических свойств взаимодействующих частиц также представляет большой интерес, поскольку она открывает путь к управляемой настройке и изменению интенсивности ПР. В настоящее время одним из наиболее популярных методов моделирования оптических свойств различных наноструктур является метод дискретных диполей (DDA), который, однако, имеет ряд существенных недостатков по затратам компьютерных ресурсов. Наконец, огромное количество работ еженедельно публикуется по различным биологическим и медицинским применениям золотых наночастиц, включая такие направления, как биосенсорика, визуализация и фототермолиз раковых клеток, направленная доставка веществ в клетку, биораспределение и токсичность и т.д.
К моменту начала исследований, описанных в данной работе, имелся ряд нерешенных или мало исследованных фундаментальных и прикладных вопросов, связанных с синтезом, моделированием оптических свойств и биологическими применениями наночастиц. Этим определяется актуальность и научная значимость темы диссертации.
В данной работе, наряду с традиционными частицами КЗ, основное внимание уделено трем типам наночастиц: (1) золотые и золото-серебряные наностержни, (2) золотые нанооболочки на ядрах из двуокиси кремния;
(3) золотые наноклетки, формируемые на шаблонах из серебряных нанокубиков. Отличительной особенностью всех этих наночастиц является возможность оптимизации их свойств в отношении спектральной настройки ПР и эффективностей поглощения и рассеяния.
Целью диссертационной работы являлось разработка комплексного подхода в нанобиотехнологии частиц с настраиваемым плазмонным резонансом, включающего контролируемый синтез, оптическую характеристику и методики биомедицинских приложений.
Для достижения поставленной цели в работе решались следующие задачи исследования:
1. Разработать модель биоконъюгатов золотых наночастиц и экспериментально исследовать изменение оптических свойств при адсорбции молекул-зондов (синтез конъюгата) и их взаимодействии с молекулами-мишенями.
2. Отработать методы контролируемого синтеза и исследовать оптические свойства наночастиц с настраиваемым плазмонным резонансом, включая золотые и золото серебряные наностержни, золотые нанооболочки на ядрах из двуокиси кремния и золотые наноклетки, формируемые на шаблонах из серебряных нанокубиков.
3. Исследовать мультипольные плазмонные резонансы в золотых наностержнях и коллективные оптические свойства монослоя золотых нанооболочек. Провести комплексный анализ оптического усиления поглощения и выявить параметры наноструктур, наиболее эффективных для фототермолиза.
4. Экспериментально исследовать применение различных типов наночастиц в качестве меток для твердофазного иммуноанализа, темнопольной микроскопии, лазерного фототермолиза, оптической когерентной томографии и других биомедицинских и биофизических приложений.
Научная новизна работы:
1. Впервые предложена, теоретически исследована и экспериментально апробирована на системах многослойная модель биоконъюгатов наночастиц для описания изменения их оптических свойств при адсорбции молекул-зондов (синтез конъюгата) и взаимодействии с молекулами-мишенями. [3, 4, 7, 9, 20]. 2. Впервые экспериментально измерены спектры деполяризации золотых и золото серебряных наностержней и показана корреляция между сдвигом длины волны плазмонного резонанса экстинкции и максимума деполяризации. Впервые экспериментально получены максимальные значения деполяризации рассеянного света около 50% в согласии с теоретическими расчетами [26, 50].
3. Впервые исследована зависимость мультипольных резонансов в золотых наностержнях от размера, осевого отношения и ориентации по отношению к направлению и поляризации возбуждающего света. Найдено правило вкладов мультиполей по номеру и четности и показан универсальный линейный скейлинг для длин волн мультипольных резонансов [21, 23].
4. Впервые предложены новый метод стабилизации золото-серебряных наностержней и метод оценки толщины их серебряной нанооболочки по относительному спектральному сдвигу резонансов [44, 49, 50].
5. Впервые на суспензиях золотых нанооболочек продемонстрированы вклады полидисперсности и ограничения длины свободного пробега электронов в уширение спектров дифференциального рассеяния [15, 19].
6. Впервые выполнен комплексный анализ проблемы оптического усиления в фототермальной терапии для наночастиц, а также линейных цепочек, двухмерных и трехмерных кластеров двухслойных наносфер [17, 28]. Дано сравнение дипольного приближения и точного Т-матричного расчета спектров золотых и серебряных бисфер различного размера [13].
7. Экспериментально исследованы коллективные оптические свойства монослоя золотых нанооболочек и впервые показан универсальный физический характер подавления коллективной дипольной полосы [30, 35].
Здесь и ниже ссылки даны по списку публикаций основных результатов диссертации.
8. Предложена модификация протокола синтеза золотых наноклеток и впервые дано сравнение их эффективности преобразования света в тепло с золотыми наностержнями и нанооболочками [51].
9. Впервые показано увеличение чувствительности дот-иммуноанализа в 50-80 раз при использовании конъюгатов золотых нанооболочек [18, 29, 39].
Научно-практическая значимость работы определяется востребованностью наших разработок и их уже состоявшимся или продолжающимся использованием в различных учреждениях РФ, включая ИБФРМ РАН, Саратовский государственный университет им.
Н.Г. Чернышевского, Саратовский государственный медицинский университет, Российския онкологический научный центр им. Н.Н. Блохина (г. Москва), Нижегородскую медицинскую академию и Институт прикладной физики РАН (г. Нижний Новгород), Институт кристаллографии РАН (г. Москва), ФГУП «ГНЦ НИОПИК» (г. Москва), ФИ РАН (г. Москва), ИПЛИТ РАН (г. Троицк). Эти работы связаны с развитием дот-иммуноанализа, лазерного фототермолиза и спекания, темнопольного микроскопического и ОКТ биоимиджинга, созданием микрокапсульных и ЖК-композитов и ряда других направлений.
Результаты исследований защищены двумя патентами РФ.
Достоверность научных результатов подтверждается воспроизводимостью экспериментальных данных и их соответствием теоретическим расчетам, а также качественным и количественным согласием с результатами независимых исследований других авторов.
На защиту выносятся следующие основные положения и результаты:
1. Многослойная сферическая модель дает адекватное описание оптических свойств биоконъюгатов, при этом толщина адсорбционного слоя порядка 5 нм определяет основные изменения спектров. Для получения максимального оптического отклика на присоединение молекул-мишеней, оптимальный размер золотых наночастиц должен быть равен 40-50 нм, а отношение радиуса ядра к толщине золотых нанооболочек – 0.2 0.4.
2. Для препаратов золотых наностержней с долей примесей менее 5-10% и плазмонным резонансом в области 800-1000 нм можно экспериментально наблюдать значения максимума деполяризации рассеянного света около 50% в диапазоне длин волн 600- нм.
3. Плазмонные резонансы золотых наностержней могут быть пронумерованы в порядке появления в спектре с ростом осевого отношения. Резонанс с номером n является суммой мультипольных вкладов с номерами l n соответствующей четности. Длины волн всех резонансов являются универсальной линейной функцией осевого отношения, деленного на номер резонанса.
4. Формирование серебряного слоя толщиной 0-4 нм на золотых наностержнях с плазмонным резонансом в области 670-900 нм легко детектируется по спектрам экстинкции и рассеяния, при этом относительный сдвиг резонанса является линейной функцией толщины слоя серебра и может быть использован для ее измерения.
5. Уширение спектров экстинкции и рассеяния тонких золотых нанооболочек обусловлено ограничением длины свободного пробега электронов, а для толстых оболочек основное уширение дает полидисперсность. Оба вклада увеличиваются с увеличением отношения радиуса ядра к толщине золотой оболочки. Для трехслойных металлодиэлектрических структур размерный эффект исключает возможность синтеза частиц с узкими спектрами, которые теоретически получаются с объемными константами.
6. Для синтеза золотых наноклеток можно использовать упрощенную процедуру отмывки от хлорида серебра. При равной концентрации металла золотые наноклетки (50 нм, резонанс на 800 нм) обладают наивысшей эффективностью преобразования лазерного света в тепло по сравнению с золотыми наностержнями и нанооболочками.
7. Сечение поглощение кластера многослойных сфер определяется, в основном, относительными межчастичными расстояниями и наличием фрагментов линейных цепочек частиц. Для фототермальной терапии наиболее эффективными преобразователями света в тепло являются золотые наностержни с толщиной 15-20 нм и длиной 50-70 нм или золотые нанооболочки с диаметром ядра 50-100 нм и толщиной слоя золота 5-10 нм.
8. Подавление дипольной полосы экстинкции обусловлено уменьшением коллективного рассеяния, а не поглощения, является общим свойством плотноупакованного слоя и не зависит от природы частиц и деталей структуры слоя.
9. Нанооболочки SiO2/Au с диаметром ядра 120 нм и толщиной золота 15-20 нм, функционализованные молекулами ПЭГ, можно использовать в качестве универсального биомаркера для in vivo и in vitro применений. В частности, при замене конъюгатов 15-нм золота на конъюгаты нанооболочек чувствительность дот иммуноанализа может быть увеличена почти на два порядка за счет увеличения интегрального сечения экстинкции.
Личный вклад диссертанта и результаты, полученные совместно с другими исследователями.
Личный вклад соискателя состоит в разработке общей стратегии и конкретных задач исследования, включая синтез и изучение оптических свойств плазмонно-резонансных наночастиц и биоконъюгатов, проведение расчетов и экспериментов, интерпретацию полученных данных.
Теоретические расчеты оптических свойств наночастиц, конъюгатов и кластеров выполнены совместно с д.ф.-м.н. Хлебцовым Н.Г., к.ф.-м.н. Мельниковым А.Г. и проф. D.
Mackowski (Auburn Univ., USA). Оптимизация протоколов синтеза золотых нанооболочек и наностержней выполнены совместно с аспирантом Ханадеевым В.А. Отработка протоколов функционализации наночастиц, эксперименты по адсорбции биополимеров на наночастицах коллоидного золота и интерпретация данных выполнены совместно с д.б.н.
Дыкманом Л.А., д.б.н. Богатыревым В.А. и проф. P. Englebienne (Free Univ., Брюссель, Бельгия). Эксперименты по определению состава частиц нерастворимых иммунных комплексов и некоторые электронно-микроскопические исследования выполнены совместно с к.б.н. Бурыгиным Г.Л.
Данные по биораспределению, фототермолизу и биоимиджингу с использованием оптической низкокогерентной томографии (ОКТ) были получены при нашем участии в проектах, выполненных сотрудниками Саратовского государственного университета им.
Н.Г. Чернышевского (д.ф.-м.н проф.Тучин В.В., д.ф.-м.н. проф. Максимова И.Л., к.ф.-м.н.
доц. Акчурин Г.Г.), ООО «Первая ветеринарная клиника» (д.б.н. Терентюк Г.С.), Саратовского государственного медицинского университета (д.м.н. проф. Маслякова Г.Н. и сотр.) и Нижегородской государственной медицинской академии и Института прикладной физики РАН (д.м.н. проф. Загайнова Е.В. и сотр.), ФГУП «ГНЦ «НИОПИК» (г. Москва, д.ф.-м.н. Коган и сотр.). Автор принимал также участие в совместных работах по созданию нанокомпозитных микрокапсул (к.х.н. Горин Д.А. и сотр., СГУ, к.х.н. Букреева Т.В., Институт кристаллографии РАН) и по лазерной ультрамикроскопии наночастиц (к.ф.-м.н.
Федосов И.В., СГУ). Часть экспериментов по самоассемблированию монослоев золотых наночастиц и нанооболочек выполнена совместно с Dr. J. Ye и Prof. G. Borghs на базе Межуниверситетского центра микроэлектроники (IMEC, Leuven, Бельгия) в рамках гранта INTAS.
Работа выполнена в Лаборатории нанобиотехнологии ИБФРМ РАН в рамках плановых госбюджетных тем НИР.
Гранты. Исследования поддерживались 13 грантами РФФИ (2003-2009 годы);
совместным грантом фонда CRDF и Минобразования РФ № REC-006 (грант для молодых ученых 2003);
грантами Президента РФ (НШ-1529.2003.4, МК-961.2005.2, МК 2637.2007.2, МК-684.2009.2);
государственным контрактом на проведение научно исследовательской работы № 02.513.11.3043;
Программой президиума РАН «Фундаментальные науки – медицине»;
грантом INTAS Post-doc fellowship 2007-2008, а также грантом фонда содействия отечественной науки.
Апробация результатов Основные результаты диссертации представлялись на следующих международных научных конференциях:
• Saratov Fall Meeting – International School for Young Scientists and Students on Optics, Laser Physics & Biophysics, Saratov, Russia, 1999-2005 и 2008- • Международная конференция, посвященная 100-летию со дня рождения Р.В. Мерцлина «Физико-химический анализ жидкофазных систем», Саратов, 2003.
• NATO Advanced Study Institute Photopolarimetry in Remote Sensing, Yalta, Ukraine, 2003.
• 6th and 7th Conf. on Electromagnetic and Light Scattering by Nonspherical Particles: Theory, Measurements, and Applications, Halifax, 2001;
Bremen, 2003.
• Workshop on Biophotonics and Biomedical Optics “BBO-06”, Wuhan, China, • International conference «Laser optics for young scientists», St. Petersburg, • 10th Russian-German-Ukrainian Analytical Symposium, 2007, Saratov, Russia • 1-ый и 2-ой Международный форум по нанотехнологиям, 2008 и 2009, Москва, Россия • International school-conference Biophotonics-09, 2009, Ven, Sweden • International conference SPIE Photonics Europe 2010, Brussels, Belgium Публикации По теме диссертации опубликовано 123 работы, в том числе 51 статья в журналах из перечня, рекомендованного ВАК для публикации результатов докторских диссертаций.
Структура и объём работы Диссертация состоит из введения, основной части, содержащей 7 глав, заключения и списка цитируемой литературы, состоящего из 899 ссылок. Диссертация изложена на страницах текста, содержит 11 таблиц и 152 рисунка.
Краткое содержание работы Во Введении обоснована актуальность темы работы и её научно-практическое значение, представлены объекты и методы исследования.
В Главе 1 приведен аналитический обзор литературы по теме диссертации. Рассмотрены основные методы синтеза и исследования плазмонно-резонансных наночастиц, включая частицы КЗ, золотые наностержни и нанооболочки. Обсуждаются оптические свойства металлических наночастиц, диэлектрические функции наноразмерных образцов, приближенные и строгие методики моделирования спектров экстинкции и рассеяния наночастиц. Рассмотрены принципы функционализации металлических наночастиц биомакромолекулами и основные направления биофизических и биомедицинских применений наночастиц.
Глава 2 посвящена теоретическому анализу двух- и многослойной модели биоконъюгатов коллоидного золота (КЗ) и экспериментальным исследованиям адсорбции биополимеров на поверхности золотых наночастиц.
Теоретический анализ двухслойной модели конъюгата. В качестве оптической модели ext двухслойного биоконъюгата КЗ использовали sca сферическую частицу с диаметром золотого ядра Eext,sca, % d = 2 R и полимерной оболочки d s = 2 Rs = d + 2 s 20 ( s толщина оболочки) и соответствующими показателями преломления n и ns соответственно.
10 1- n=1.4 s=5 нм Диаметр золотого ядра d изменялся от 5 до 100 нм, а 2- n=1.4 s=10 нм 0 значения толщины оболочки и показателя 0 20 40 60 80 преломления: s = 5 10 нм, ns =1.4 1.5 были Диаметр частиц, нм параметров типичными для иммуноглобулинов и других Рис. 1. Зависимости Eext,sca от диаметра частиц. Расчет для глобулярных белков. Целью теоретического анализа было выяснение вопроса: частицы какого размера оболочек с параметрами ns = 1.4, s = наиболее эффективно трансформируют адсорбцию (1) и 10 нм (2).
биополимера в детектируемый оптический сигнал?
Расчеты показали, что адсорбция полимера приводит к увеличению максимумов плазмонных резонансов экстинкции и рассеяния, а также к неоднородному уширению спектров конъюгата в красную область. Увеличение толщины и показателя преломления оболочки увеличивает изменения максимумов экстинкции и рассеяния, причем наибольшие эффекты наблюдаются для наименьших частиц (в нашем случае d min = 5 нм).
Наибольшие спектральные сдвиги максимума рассеяния наблюдаются для малых частиц, а в средней области размеров величины max примерно постоянны. Увеличение показателя sca преломления или толщины оболочки приводит к увеличению спектральных сдвигов, причем максимальный спектральный сдвиг является размерно-зависимым. Расчеты спектральных изменений при адсорбции биополимеров различной толщины и показателя преломления на частицах разного размера показали универсальный характер зависимости относительного спектрального сдвига max / max = const * ( s m ) g от разности диэлектрических проницаемостей оболочки и среды и объемной доли оболочки g.
Наибольшие изменения спектров экстинкции и рассеяния наблюдаются для наиболее мелких частиц, что объясняется просто наибольшим относительным изменением их поляризуемости. Однако этот вывод справедлив для случая полного покрытия частиц разного размера слоем одинаковой толщины, что при фиксированной весовой концентрации дисперсной фазы возможно лишь при различных количествах адсорбированного полимера. Для характеристики эффективности конъюгата-наносенсора использовали относительное изменение максимумов экстинкции или рассеяния Eext = Amax /, Esca = I max /, деленное на объемную долю полимера в конъюгате [3].
Зависимость параметров эффективности Eext,sca от диаметра частиц показана на рис. 1 для двух значений толщины оболочки s = 5 и 10 нм и показателя преломления ns = 1.4. Видно, что высокие значения параметра Eext достигаются в области 40-80 нм. Низкие значения параметра Eext для самых малых частиц означают, что для полного покрытия таких частиц требуется большее количество полимера, которое не компенсируется высокими значениями относительных изменений оптического сигнала. Уменьшение Eext для крупных частиц объясняется слишком слабыми изменениями спектров экстинкции и рассеяния.
Теоретический анализ многослойной модели. В качестве оптической модели конъюгата КЗ с биополимером использовалась многослойная сферическая частица с диаметром золотого ядра d g = 2 Rg и двумя неоднородными оболочками. Первая оболочка моделирует конъюгат (слой узнающих молекул), вторая – присоединение молекул мишеней. Каждая оболочка может состоять из произвольного числа слоев с толщинами s1i и s2i и показателями преломления n1i и n2i. Для иллюстративных расчетов спектров поглощения и рассеяния использовалась модель со следующими параметрами: толщины слоев и показатели преломления первой оболочки s11 = s12 = 2.5 нм, n11 = 1.50, n12 = 1.45, а для второй оболочки s21 = 2 нм, s22 = 3 нм, n21 = 1.45, n22 = 1.40.
На рис. 2а приведены спектры экстинкции и статического рассеяния, рассчитанные для частиц с диаметром ядра 40 нм. Видно, что формирование второй неоднородной оболочки влечет незначительные изменения спектров экстинкции, но становится вполне детектируемым по изменениям спектров упругого рассеяния. В реальных экспериментах более информативными являются дифференциальные спектры экстинкции и рассеяния, вычисляемые как разность между спектрами золотых частиц с покрытием и без него A10 ( ) = A1 ( ) A0 ( ) или как аналогичная разность A21 ( ) = A2 ( ) A1 ( ) для вторичной оболочки. Расчеты показали, что максимумы резонансов дифференциальных спектров сдвинуты в красную область по сравнению с ПР золотых частиц, а величина и форма дифференциальных резонансов существенно зависят от размера частиц. Эта зависимость тесно связана с проблемой оптимизации наносенсоров по размерам частиц. На рис. 2б приведено решение этой проблемы в отношении выбора оптимального размера наночастиц с использованием многослойной модели. Графики рис. 2б показывают зависимость максимальных значений разности экстинкции A21max = ( A2 A1 ) max и рассеяния I 21max от диаметра частиц. Эти зависимости имеют максимум около 40-60 нм для экстинкции и около 70-90 нм для рассеяния света. Этот важный вывод был экспериментально 21max (б) A21max A (а) I 2.0 0. 3 1. Оптическая плотность 1 Рассеяние, онт.ед.
1. A 1.2 I90 1. 0. 0. 0. 0.4 0. 0.0 0.0 0. 400 500 600 700 0 20 40 60 80 100 Длина волны, нм Диаметр частиц, нм Рис. 2. (a) - Спектры экстинкции A( ) (сплошные линии) и рассеяния I 90 ( ) (штриховые линии) для исходных золотых частиц (кривые 1), конъюгатов с первичной (2) и вторичной (3) двухслойными оболочками. Расчет для диаметра золотого ядра 40 нм. (б) - Зависимость максимальных изменений экстинкции A21max (сплошная кривая) и рассеяния I 21max (штриховая кривая) от диаметра частиц.
подтвержден в [Л2] после публикации нашей работы [4].
Экспериментальное исследование адсорбции биополимеров на золотых Препараты коллоидного золота получали восстановлением наночастицах.
золотохлористоводородной кислоты (HAuCl4) цитратом натрия по методу Фрэнса. Средние диаметры частиц золя, определенные по спектрофотометрической калибровке, были равны 15 и 34 нм, а по методу динамического рассеяния света (ДРС) – 18 и 35 нм соответственно.
Измерение спектров экстинкции проводили на спектрофотометре Specord M40. Для измерений спектров рассеяния использовалась специальная приставка и методики, описанные в [5].
На рис. 3 приведены спектры экстинкции и рассеяния для частиц исходного золота диаметром 34 нм (кривые 1), после добавления раствора IgG (a) и желатина (б). Адсорбция IgG (рис. 3a) увеличивает максимумы плазмонных резонансов примерно на 10% для экстинкции и на 20% для рассеяния и сдвигает резонансы в красную область примерно на нм для экстинкции и на 4-5 нм для рассеяния. Используя теоретические расчеты, мы убедились, что они хорошо согласуются с экспериментальными данными рис. 3a, если использовать следующие параметры оболочки конъюгатов: показатель преломления в диапазоне 1.40-1.45, толщина полимерного слоя около 5 нм. Измерения методом 1.6 1. (а) (б) Оптическая плотность Оптическая плотность 2 Рассеяние, онт.ед.
Рассеяние, отн.ед.
8 1.2 1. 1 6 0.8 0. 4 0.4 0. A A 2 I90 I 0.0 0 0.0 450 500 550 600 650 450 500 550 600 Длина волны, нм Длина волны, нм Рис. 3. Спектры экстинкции и рассеяния (A, I90) для исходного 34 нм золя (a,б 1), и после добавления IgG (a - 2) в концентрации 8 мкг/мл и желатина (б) в концентрации 0.25 мг/мл (2).
динамического рассеяния (таблица 1) подтверждают этот вывод.
Сопоставление спектров рис. 3a и рис. 3б обнаруживает большое сходство в изменениях величины и спектрального положения максимумов экстинкции и рассеяния при адсорбции IgG и желатина. Отсюда напрашивается вывод, что в обоих случаях формируется адсорбционный слой похожей толщины и структуры. Однако это предположение является ошибочным, в чем можно убедиться на основе данных ДРС. Адсорбированный слой желатина имеет среднюю толщину s = 18 ± 1 нм (таблица 1). Это значение более чем в 3 (!) раза превышает значение толщины адсорбционного слоя для IgG.
Таблица 1. Определение толщины полимерной оболочки методом ДРС Диаметр золотых Диаметр Полимер Толщина оболочки частиц биоконъюгатов 18 ± 2 30.5 ± 3 6.2 ± 2. IgG 34 ± 2 45 ± 3 5.5 ± 2. 18 ± 2 27 ± 2 4.5 ± Трипсин 18 ± 2 50 ± 3 16 ± 2. Желатин 34 ± 2 70 ± 3 18 ± 2. Чтобы убедиться в том, что более чем трехкратное отличие в толщинах слоя не связано с какими-либо особенностями 34-нм частиц, мы повторили все эксперименты с частицами 18-нм размера. Мы наблюдали полную аналогию в изменениях спектров экстинкции при добавлении разных биополимеров, а изменения спектров рассеяния при добавлении глобулярного белка IgG были даже больше, чем при добавлении желатина. Однако измерения методом ДРС снова указывали на более чем трехкратное различие в толщинах оболочки. Замена IgG другим глобулярным белком (трипсином) дала похожие результаты [7].
Основная причина отличия результатов ДРС от результатов оптической спектроскопии связана с отличием глобулярной структуры IgG и трипсина от структуры макромолекул желатина. Для объяснения слабого изменение спектров экстинкции и рассеяния при конъюгации коллоидного золота с желатином, мы применили сначала простую модель с однородной оболочкой и выполнили расчеты для различных толщин s, используя значение ns = 1.355 1.40, характерные для 10-40% желатиновых гелей. Однако эта модель не давала согласия с экспериментом. Тогда мы предположили, что решение проблемы может быть связано с неоднородностью адсорбционного слоя. Мы использовали аппроксимацию в виде 10 слоев с уменьшающейся плотностью. В отличие от данных для однородной модели (рис.
4a), изменения спектров на рис. 4б хорошо согласуются с экспериментальными (10% для (a) (б) 4 Оптическая плотность Оптическая плотность Рассеяние, отн.ед.
Рассеяние, отн.ед.
A 1.2 A 1. I90 I 3 0.8 0. 2 1 0.4 0. 0.0 0 0.0 400 500 600 700 400 500 600 Длина волны, нм Длина волны, нм Рис. 4. Спектры экстинкции и рассеяния (A, I90), рассчитанные для 15-нм частиц без покрытия (1), с однородным полимерным покрытием с показателем преломления ns = 1.40 (2, а) и с модельным 10 слойным профилем показателя преломления адсорбированного желатина (2, б) толщиной 16 нм.
экстинкции и 20% для рассеяния) при толщине оболочки, близкой к данным ДРС.
Глава 3 посвящена изучению спектров деполяризации света, рассеянного золотыми и золото-серебряными наностержнями, а также мультипольных резонансов в длинных наностержнях. Кроме этого, приведены оригинальные данные по синтезу и оптическим свойствам композитных золотых наностержней с серебряной оболочкой Теоретическое и экспериментальное исследование деполяризации света, рассеянного золотыми наностержнями Если падающий свет поляризован перпендикулярно по отношению к плоскости рассеяния (k s, k 0 ), то рассеянный свет, в общем случае, является частично поляризованным и имеется отличная от нуля интенсивность с горизонтальной поляризацией в плоскости рассеяния.
Согласно теории рассеяния света малыми частицами [Л3], максимальное значение фактора деполяризации VH = IVH / IVV не может превышать 1/3 для «обычных» диэлектрических стержней с положительными значениями реальной и мнимой части диэлектрической проницаемости. Однако, из этого правила есть очень важное исключение, подтвержденное в расчетах и эксперименте - металлические наностержни с плазмонным резонансом. Оценки фактора деполяризации, сделанные с учетом возможных значений диэлектрической проницаемости ПР-частиц, дали теоретический предел vh = 3 / 4 [11], существенно превышающий значение 1/3, указанное Керкером [Л3].
Экспериментальное наблюдение значений деполяризации света выше 1/3 является сложной задачей, т.к. наличие побочных продуктов синтеза (сфер, кубов) в суспензии наностержней увеличивает вклад ко-поляризационной компоненты в спектре рассеяния, в то время как кросс-поляризационная остается неизменной. Для устранения влияния примесей на измерение деполяризации света мы модифицировали стандартный протокол синтеза частиц на мягких матрицах цетилтриметиламмоний бромида (ЦТАБ), введя в него дополнительный шаг – очистку образца путем центрифугирования в градиенте концентраций глицерина [10]. Для экспериментов были синтезированы три образца с продольным резонансом на 670, 730 и 820 нм, как описано в [26]. Для измерения деполяризации рассеянного света коллоидов нами была создана и протестирована Фактор депол. vh [%] 1 23 4 5 6 Латекс d=137 нм SiO2 d=114 нм SiO2 d=160 нм 2. 7 1. ССФ ПК АЦП ФЭУ 0. 400 600 Длина волны, нм Рис. 5. (а) Схема установки для измерения деполяризации: галогенная лампа (1), линзы (2), ирисовые диафрагмы (3), интерференционные фильтры (4) ( max = 400 1000 нм), четырехсторонняя 1-см кювета (6), поляризационные призмы Глана-Томпсона (5), сферическое зеркало с центральным отверстием (0.1, 0.5, и 1.5 мм) (7), ФЭУ-79 (8), АЦП или система счета фотонов (ССФ, Photocor-FS), компьютер ПК. (б) Спектральные зависимости фактора деполяризации для трех тестовых образцов (полистирольный латекс 137 нм и сферы из двуокиси кремния 114 и 160 нм).
установка (рис. 5а). Как видно из рис. 5б, инструментальная погрешность не превышала 0.5% в наиболее важной области около 600 нм.
Используя метод Т-матриц [10], мы рассчитали спектры экстинкции A( ), интегрального рассеяния Asca ( ) и деполяризации VH ( ) для золотых хаотически ориентированных сфероидов и s-цилиндров с толщиной 2b=5-40 нм и осевым отношением e = 1 6 (рис. 6а).
Основной результат этих расчетов может быть сформулирован в виде двух основных тезисов: (1) максимум спектра деполяризации смещен в синюю область относительно длинноволнового максимума спектра экстинкции;
(2) фактор деполяризации может превышать 1/3 для частиц с небольшим осевым отношением e = a / b 2. Изображения наностержней методом трансмиссионной электронной микроскопии (ТЭМ) до и после сепарации (рис. 6б) показывают существенное уменьшение побочных частиц в результате очистки. Спектры экстинкции до и после сепарации (рис. 6в) отличаются как по положению максимума (800 нм до и 780 после сепарации) так и по отношению длинноволнового и коротковолнового резонанса A2 / A1, которое возрастает от 3.5 до 4.4.
Максимум спектра деполяризации сепарированного образца (рис. 6г) лежит в диапазоне 570-580 нм, причем значение максимума равно 50%. Представленная на рисунке ошибка измерений соответствует стандартному отклонению при трех независимых измерениях. Из рисунка видно, что общий вид спектра находится в согласии с данными компьютерного моделирования даже с использованием простой модели монодисперсных частиц (рис. 6а, кривая для частиц с осевым отношением 4). Для более детального сравнения мы рассчитали спектры экстинкции и деполяризации с использованием модели, основанной на данных электронной микроскопии [26]. Модель включала распределение стержней по факторам формы (среднее значение eav и ширину нормального распределения ) и фракцию побочных частиц с числовой долей Wbp. Вычисления по методу Т-матриц с а б ba e=a/b= Фактор деполяризации, % 2b=15 nm 1. 400 500 600 700 Длина волны, нм (в) (г) Фактор деполяризации vh % A800 /A513=3.5 A780 /A513=4.4 0. 1. Экстинкция После vh=1/ сепарации Осевое отн.
0.8 До сепарации 0.4 Теория 10 Экспер.
Теория 0 400 600 800 1000 1200 400 600 Длина волны, нм Длина волны, нм Рис. 6. (а) - Спектры фактора деполяризации VH ( ), рассчитанные для хаотически ориентированных золотых s-цилиндров c толщиной 15 нм и осевым отношением e = a / b = 1.2-3(0.2), 4-6(1) в воде. (б) ТЭМ изображения суспензии наностержней до и после сепарации в градиенте плотности глицерина (показано в пробирке слева). (в) Спектр экстинкции наностержней (ПР 800 нм) до и после сепарации, а также расчет с параметрами ( eav = 3.7, = 0.1, Wbp = 0.06 ). Вставка показывает распределение частиц по осевым отношениям согласно ТЭМ данным и аппроксимацию нормальным распределением. (г) Экспериментальный и теоретический спектры деполяризации. Значения ошибки измерений приведены по данным трех независимых экспериментов.
использованием этих параметров дали прекрасное согласие измеренных и расчетных спектров (рис. 6в, г).
Исследования деполяризации рассеянного света были проведены также для других суспензий наночастиц, отличающихся осевым отношением и морфологией [26]. Во всех случаях нам удалось добиться хорошего согласия данных эксперимента и теоретического расчета спектров деполяризации частиц.
Мультипольные плазмонные резонансы в металлических наностержнях При увеличении осевого отношения (или объема) металлического наностержня в спектре экстинкции такой частицы помимо «обычных» коротковолнового и длинноволнового резонансов наблюдаются мультипольные резонансы – максимумы в оптическом спектре, отвечающие за сложные гармоники электромагнитного поля, индуцированного колебаниями свободных электронов частицы.
Для анализа мультипольных резонансов в золотых наностержнях мы рассчитывали экстинкцию, рассеяние и поглощение света для хаотически ориентированных наностержней, а также для TE [ E плоскости (k,a) ] и TM [ E || плоскости (k,a) ] поляризаций поля при различных углах между волновым вектором k и осью симметрии a частицы от 0 до 90. В качестве модели наностержня мы рассматривали три типа частиц:
цилиндр, сфероид и цилиндр с полусферическими концами. Так как природа возбуждения мультипольных резонансов во всех исследуемых видах частиц была одинаковой, а различия в положениях резонансов (обсуждаемые подробно в диссертационной работе) были не столь велики, здесь обсуждаются результаты, полученные только для модели цилиндра с полусферическим концами.
На рис. 7 представлены спектры экстинкции Q ext ( ) хаотически ориентированных сфероидов и s-цилиндров с толщиной d = 80 нм и осевым отношением e = 10. Кроме (а) (б) d=80 нм e= Длина волны резонанса Номера резонансов n= Логарифм экстинкции 2 n= 2 Qext 065 4 n= 6 n= q1 n= 0 q q3 4 n=144.8+270.6*e/n - q q - q 2 4 400 800 1200 Длина волны, нм Нормирован. осевое отношение, e/n Рис. 7. (а) - Спектры экстинкции Q ext ( ) хаотически ориентированных s-цилиндров с толщиной d = 80 нм и осевым отношением e=10. Кривые q1 q6 показывают спектр для каждого из мультиполей в отдельности. Кривая Qext показывает общий спектр экстинкции, являющийся суммой всех мультиполей. (б) - Линейная зависимость резонансных длин волн n от нормированного осевого отношения e / n. Уравнение линейной аппроксимации представлено на графике.
обычного длинноволнового дипольного резонанса (на рисунке не показан), в спектре наблюдаются еще 5 мультипольных резонансов.
Детальное исследование спектра экстинкции позволило нам впервые сформулировать фундаментальные правила мультипольных вкладов [21, 23]: (1) каждый резонанс в общем спектре экстинкции является суммой вкладов от нескольких мультиполей, а не отвечает за конкретный вид мультипольных колебаний;
(2) для каждого спектрального резонанса с номером n, номера мультипольных вкладов l больше или равны n, и подчиняются следующему правилу:
Q 2 n = q2l (2 n ), Q 2 n+1 = q2l +1 (2 n+1 ). (1) l n l n Иначе говоря, в резонанс с четным номером вносят вклад мультиполи только с четным номером больше или равным номеру этого резонанса, и аналогично для нечетных номеров.
Расчет мультипольных резонансов при различных углах ориентации между волновым вектором и осью симметрии частицы показал, что четные резонансы эффективнее возбуждаются при промежуточных углах ( = 38, 57, 73 °), в то время как нечетные имеют максимум при перпендикулярной ( = 90o ) ориентации.
Сравнение наших теоретических данных с результатами эксперимента [Л4] и моделирования спектров методом DDA показало лучшее согласие Т-матричного расчета с экспериментом по сравнению с DDA.
Для выяснения скейлинговых свойств мультипольных резонансов мы провели исследование положений резонансов для наностержней с диаметром d = 20, 40 и 80 нм при различных осевых отношениях частиц от 2 до 20. Оказалось, что резонансы для разных осевых отношений появляются на одинаковых длинах волн, что свидетельствует о возможности их картирования. Например, дипольный резонанс ( n = 1 ), квадрупольный ( n = 2 ) и высшие резонансы n = 3 8 частиц ( d = 80 нм) локализованы на одной длине волны n 720 нм если соответствующее осевое отношение частицы e = 2, 4…16, то есть если отношение e / n = 2 = const. Следующая характерная длина волны n 950 нм - при условии e / n = 3 = const и так далее. Таким образом, длины волн мультипольных резонансов линейно зависят от осевого отношения, деленного на номер резонанса n = A0 + A1 (e / n) (рис. 7б). Физически скейлинговые свойства мультипольных резонансов могут быть объяснены с использованием концепции стоячих плазмонных волн, возбуждаемых светом в частице [Л5]: на длине стержня должно укладываться целое число волн: L ~ e ~ nn.
Помимо скейлинговых свойств мультипольных резонансов, наши вычисления для частиц, помещенных в диэлектрические среды с разным показателем преломления nm, показали линейную зависимость сдвигов максимумов плазмонных резонансов в красную область с увеличением показателя преломления окружающей среды, что обобщает полученный ранее закон для дипольного продольного резонанса [16].
В заключение отметим, что аналогичные результаты были получены несколько позже в работах [Л6] (картирование мультиполей) и [Л7] (индикатрисы рассеяния) с цитированием нашей статьи [23].
Синтез и исследование оптических свойств золотосеребряных наностержней Диапазон настройки плазмонного резонанса золотых наностержней в зависимости от осевого отношения частицы находится области от ~650 нм до ИК (для добротных спектров - 700 нм) и не может быть настроен в коротковолновую часть спектра. Замена золота на серебро могла бы существенно расширить спектральный диапазон настройки ПР, поскольку спектры экстинкции серебряных наностержней перекрывают всю видимую область. К сожалению, на сегодняшний день нет надежных технологий получения стабильных серебряных наностержней с необходимыми геометрическими параметрами.
Напротив, для золотых наностержней разработаны воспроизводимые надежные методы контролируемого синтеза наночастиц с высоким выходом. Все сказанное выше наводит на мысль использовать золотые наностержни как промежуточный шаблон для последующего нанесения серебряного нанослоя [Л8, 44].
Золотосеребряные наностержни были получены по двухшаговому протоколу (схематически представленному на рис. 8). На первом шаге синтезируются золотые наностержни с требуемыми геометрическими и оптическими параметрами, а на втором шаге на поверхности частиц формируется слой серебра контролируемой толщины. В качестве шаблона для синтеза нами использовалось два типа золотых наностержней:
частицы имеющие форму s-цилиндра с осевым отношением 3.7 и плазмонным резонансом, локализованным около 800 нм (NR-800);
и частицы имеющие форму «собачьей кости» с осевым отношением 2.7 и ПР 710 нм (NR-710). Во всех случаях увеличение толщины серебряного нанослоя на поверхности золотых наностержней приводило к контролируемому смещению ПР композитных частиц в коротковолновую часть спектра вплоть до 550 нм (рис. 9 а,б). Помимо смещения плазмонных резонансов, формирование серебряной нанооболочки контролировалось появлением характерных пиков серебра в EDX-спектрах (энерго-дисперсионная рентгеновская спектроскопия) образцов, данными ШАГ AsA + CTAB + HAuCl4 + Au НСт Разделение NaBH CTAB + Au AgNO3 + CTAB HAuCl4 + Au 2-4 нм ШАГ 2 AsA + Au Ag Au/Ag НСт Экстинкция H2O H 2O PVP PVP + AgNO3+ Au NaOH + Ag 400 600 800 Длина волны, нм Ag Рис. 8. Двухшаговая схема синтеза наностержней Au/Ag. На первом шаге получаются ЦТАБ-покрытые 2-4 нм Au зародыши и сепарированные Au наностержни (НСт). На втором шаге формируется серебряная нанооболочка путем восстановления нитрата серебра изоаскорбиновой кислотой (AsA) в присутствии поливинилпирролидона (PVP). Показаны примеры ТЭМ изображения частиц, изменения цвета коллоидов и спектров экстинкции при увеличении толщины оболочки.
ТЭМ, смещением максимумов спектра деполяризации частиц и сопровождалось визуальным изменением цвета коллоидов (рис. 8).
На основе расчетов оптических свойств композитных золото-серебряных наностержней, выполненных с использованием модели двухслойного конфокального сфероида и метода разделения переменных, мы разработали метод оценки толщины серебряной нанооболочки по относительному спектральному сдвигу плазмонных резонансов данных композитных частиц [49, 50] (рис. 9в). Было показано, что этот метод дает толщины, согласующиеся с прямыми ТЭМ измерениями и с оценкой на основе отношения масс Ag/Au.
Для исследования корреляции между спектрами экстинкции и деполяризации золотых и золотосеребряных наностержней мы скомбинировали измерения для 4 образцов золотых наностержней (максимумы плазмонных резонансов равны 970, 830, 800 и 630 нм) и нового образца золото-серебряных наностержней с ПР 580 нм. С использованием этих образцов, в работе [50] впервые представлены экспериментальные данные (рис. 10) по корреляции (а) (б) 1.2 Au/Ag Au Фактор деполяризации (%) 580 680 800 830 Экстинкция 0. 0. 0 400 600 800 1000 1200 400 600 800 Длина волны, нм Длина волны, нм Рис. 10. Спектры экстинкции (а) и деполяризации (б) четырех образцов Au наностержней и одного образца Au/Ag наностержней. Стрелки указывают синий сдвиг максимума деполяризации.
между максимумом ПР экстинкции и максимумом деполяризации в широком спектральном диапазоне от 580 до 970 нм. Для реального полидисперсного образца золотых наностержней с ПР на 970 нм впервые максимум деполяризации зарегистрирован на нм). При этом теория (расчет по ТЭМ-модели со стержнями и побочными частицами) и эксперимент находятся в отличном согласии [50].
Глава 4 посвящена синтезу и исследованию оптических свойств золотых нанооболочек (ЗН) на ядрах из двуокиси кремния, т.е. концентрических квазисферических наночастиц, Рис. 11. Схематическое изображение протокола синтеза нанооболочек восстановлением золотохлористоводородной кислоты (ЗХВК) на ядрах из двуокиси кремния, покрытых зародышами Au путем предварительного аминирования триаминопропилтриметоксисиланом (АПТМС).
состоящих из диэлектрического ядра диаметром от нескольких десятков до сотен нанометров и золотой оболочки толщиной от единиц до десятков нанометров.
Способ получения ЗН состоит из 4 основных этапов, схематически представленных на рис. 11 ([Л9]). На первом этапе синтезируются наночастицы двуокиси кремния нужного размера путем гидролиза и последующей конденсации тетроэтилортосиликата (ТЭОС) в среде этанола в присутствии аммиака по методу Стёбера. Следующим шагом является поверхностная функционализация ядер аминными группами. Третий этап состоит в адсорбции на функционализованных ядрах коллоидного золота малого размера (2-4 нм). На последнем этапе ЗН получают путем дополнительного восстановления HAuCl4 на адсорбированных золотых зародышах. Толщина золотой оболочки зависит от соотношения суммарной поверхности частиц и количества восстанавливаемого золота.
Для всех биомедицинских приложений ЗН необходим контроль их геометрических параметров и концентрации. Так как ЗН синтезируются по многошаговому протоколу, на первом этапе которого получают силикатные ядра, то фактически именно их размер и концентрация определяют общий размер частиц и концентрацию ЗН в финальных препаратах. Нами предложен удобный метод определения размера, показателя преломления и концентрации силикатных ядер [27, 36]. Определение среднего размера силикатных ядер различными методами (ТЭМ, атомно-силовая микроскопия, ДРС и спектротурбидиметрия) показало хорошее согласие результатов.
Спектры резонансного рассеяния ЗН и многослойных металлодиэлектрических структур Сильное рассеяние света ЗН и возможность настройки их плазмонного резонанса позволяет конструировать «мультицветные» метки на основе ЗН с варьируемыми параметрами структуры (радиус ядра Rs и толщина золота sg ). Однако существенным недостатком таких меток является большая полуширина спектров рассеяния (150-200 нм).
Экспериментально синтезированные суспензии ЗН имеют бльшую ширину спектральных максимумов по сравнению с теоретической шириной для монодисперсных двухслойных частиц. Эти расхождения можно объяснить влиянием двух основных факторов – полидисперсности частиц и размерной зависимостью оптических констант в тонкой золотой оболочке (размерный эффект) [15, 19]. Расчет спектров резонансного рассеяния полидисперсных суспензий ЗН с учетом размерной зависимости оптических констант золота показал, что при отношениях радиуса диэлектрического ядра к толщине оболочки от 3 до 25 размерный эффект приводит к существенному увеличению ширины спектров светорассеяния ЗН, при этом разница в значениях полуширин может быть аппроксимирована прямой. При значениях Rs / sg меньше 2 это влияние незначительно.
Учет полидисперсности взвесей ЗН приводит к дальнейшему увеличению ширины спектральных максимумов, причем влияние полидисперсности становится существенным при ширине распределения по толщинам нанооболочек более 30%. Вклады обоих эффектов в уширение резонансного спектра рассеяния увеличиваются с увеличением отношения радиуса ядра к толщине ЗН.
Чтобы проверить теоретические выводы, мы синтезировали два образца ЗН с различными структурными параметрами, которые оценивались методом ДРС. Образец имел средний диаметр диэлектрического ядра 90 нм, среднее значение толщины оболочки около 30 нм и широкое распределение по толщинам слоя золота. Образец 2 имел диаметр ядра 70 нм и узкое распределение по толщинам оболочки (среднее значение 12 нм, полидисперсность около 12%). В обоих случаях распределение по диаметрам ядра было очень узким и не превышало 5%.
На рис. 12а представлены спектры рассеяния, рассчитанные для моделей с радиусом ядра 45 нм и монодисперсной золотой оболочкой толщиной 30 нм (кривая 1), с распределением по толщинам нанооболочек (кривая 2), а также экспериментальный спектр нанооболочек (точки 3). В данном случае отношение Rs / s g =1.5, поэтому размерный эффект в металле не приводит к существенным изменениям в спектрах светорассеяния нанооболочек, а спектры, рассчитанные без размерной модификации оптических констант золота, совпадают с кривыми 1 и 2 (данные не представлены). Расчет с использованием экспериментального распределения по толщинам нанооболочек (метод ДРС), позволяет получить хорошее согласие теоретических и экспериментальных спектров (точки 3) для модели, учитывающей только полидисперсность образца (кривая 2).
Для второго образца (рис. 12б) Rs / s g =2.9, а ширина распределения по толщинам оболочек не превышала 20%. На рис. 12б представлены спектры светорассеяния, рассчитанные для модели с радиусом ядра 35 нм и толщиной оболочки 12 нм с объемными константами золота (кривая 1), с учетом размерного эффекта (кривая 2), а также экспериментальный спектр рассеяния (точки 3). Результаты расчета для полидисперсной модели в данном случае почти совпадают с кривыми 1 и 2 рис. 12б. Таким образом, для узкого распределения частиц по размерам мы получили согласие теоретических и экспериментальных спектров рассеяния, используя модель с монодисперсной ЗН и размерной модификацией оптических констант. Здесь уширение спектра целиком (а) (б) Рассеяние, отн. ед.
Рассеяние, отн. ед.
1 5 3 4 2 3 0 500 600 700 800 500 600 700 800 Длина волны, нм Длина волны, нм Рис. 12. (а): Спектры рассеяния, рассчитанные с учетом размерного эффекта для частиц с радиусом ядра двуокиси кремния 45 нм и монодисперсной золотой оболочкой толщиной 30 нм (кривая 1) или с распределением по толщинам (кривая 2). (б): Теоретические спектры для монодисперсной модели с ядром 35 нм и оболочкой 12 нм, рассчитанные без (1) и с учетом размерного эффекта. Точки (3) показывают экспериментальные спектры.
определяется размерным эффектом.
Для выяснения роли размерного эффекта в металле на ширину спектров резонансного рассеяния трехслойных металлодиэлектрических структур нами было выполнено сравнение данных теоретического моделирования для двух моделей частиц: (1) обычных металлических (золотых и серебряных) нанооболочек на ядрах из двуокиси кремния;
(2) – трехслойных частиц, состоящих из металлического ядра, слоя оксида кремния и металлической нанооболочки. Внешний размер частиц при этом был постоянным – 20 нм.
Вопреки данным [Л10], мы показали, что эффект ограничения длины свободного пробега электрона в металле приводит к одинаковому уширению спектров металлических нанооболочек и трехслойных металлодиэлектрических структур [15] и исключает возможность создания узких спектральных меток, заявленную в [Л10].
Биосенсорный потенциал ЗН: оптимизация геометрических параметров В основе использования плазмонно-резонансных частиц в качестве элементарных сенсоров лежит зависимость их плазмонного резонанса от изменения показателя преломления локального диэлектрического окружения при биоспецифическом взаимодействии макромолекул вблизи поверхности частицы. При оценке эффективности использования наночастиц как единичных биосенсоров важно учитывать, что акт молекулярного связывания вблизи поверхности частицы приводит к изменению не показателя преломления среды в целом, а лишь локального диэлектрического окружения.
Во-вторых, конъюгат (наночастица с прикрепленными к поверхности узнающими молекулами), уже включает предварительно сформированный или «первичный» полимерный слой. Присоединение молекул-мишеней приводит к формированию «вторичного» неоднородного слоя, плотность которого отличается от плотности первоначального слоя и уменьшается с увеличением расстояния от поверхности конъюгата.
Поэтому для адекватного описания изменения оптических свойств биосенсора необходимо использование многослойной (как минимум, с двухслойной полимерной оболочкой) модели частицы. В простейшем случае зависимость сдвига плазмонного резонанса от параметров локального окружения можно получить с помощью простого аналитического способа оценки поляризуемости многослойной наночастицы и принципа дипольной эквивалентности [21]. Такие оценки показали [21], что ЗН на ядрах из двуокиси кремния будут более эффективными биосенсорами по сравнению с частицами КЗ того же размера.
Нами были также строго рассчитаны спектры экстинкции и рассеяния при адсорбции первичного и вторичного слоя биополимера на ЗН для разных моделей.
Для примера на рис. 13а приведены спектры экстинкции и рассеяния для исходных ЗН (1), конъюгатов с первичной (2) и вторичной (3) оболочками. Из расчетов, проведенных для (а) (б) Qsca Qext Qext Qsca Qext Qext 3 1 0. Qsca Qsca 1. 0. 0. 1.2 0. 1 0. 0. 0. 0. 0. -0. -0. 0. 0. 500 600 700 500 600 700 Длина волны, нм Длина волны, нм shell sphere Qmax / Qmax sphere shell (Экстинкция) Qmax / Qmax (Рассеяние) 2 (в) (г) 1. 1. 1.2 0. 0. 0. 0. 0 0.2 0.4 0.6 0.8 1 0 0.2 0.4 0.6 0.8 Отношение sg/Rg Отношение sg/Rg Рис. 13. (а) - Зависимость спектров экстинкции и рассеяния для ЗН (1), конъюгатов с первичной (2) и вторичной (3) оболочками. Расчет для модели: диаметр частицы d g = 50, толщины слоев и показатели преломления оболочек s1 = s2 = 5 нм, n1 = 1.50, n2 = 1.40 ;
толщина золотой нанооболочки 5 нм. (б) - Дифференциальные спектры экстинкции и рассеяния, соответствующие формированию первой двухслойной оболочки адсорбированного полимера ( Q ext10, Q sca10 кривые 1) и второй двухслойной оболочки ( Q ext 21, Q sca 21 кривые 2). Зависимости нормированных максимальных изменений экстинкции (в) и рассеяния (г) при присоединении молекул-мишеней к конъюгату ЗН, от относительной толщины ЗН.
разных значений толщины ЗН, можно сделать два основных вывода. (1) Как и в случае частиц КЗ, изменения спектров и спектральные сдвиги, вызванные формированием первичного слоя, существенно превосходят соответствующие при формировании вторичного слоя полимера. (2) Абсолютные значения изменения спектров ЗН, вызванные формированием первичного и вторичного полимерного слоев, меньше соответствующих, полученным для КЗ, в то время как спектральные сдвиги в случае ЗН, превышают соответствующие для КЗ и увеличиваются с уменьшением толщины оболочки.
В реальных экспериментах более информативными являются дифференциальные спектры экстинкции и рассеяния, вычисляемые как разность между спектрами до и после присоединения соответствующего биополимерного слоя. На рис. 13б приведен пример таких спектров, полученных из разностей в спектрах на рис. 13а. Спектральные положения максимумов изменения экстинкции в случае присоединения первичной и вторичной полимерной оболочки практически совпадают, а величина дифференциального максимума для вторичной оболочки заметно меньше, чем для первичной. Этот же вывод справедлив и для максимального изменения интенсивности рассеяния.
Для тонких ЗН с отношением толщины оболочки к радиусу sg / Rg 0.2 наблюдаются спектральные области с отрицательным эффектом, то есть уменьшение экстинкции или рассеяния при формировании второй оболочки. Это объясняется тем, что максимумы резонансов спектров после формирования первичной и вторичной оболочки сдвинуты в красную область по сравнению с плазмонными резонансами экстинкции и рассеяния непокрытых ЗН.
Таким образом, с одной стороны, при уменьшении относительной толщины ЗН sg / Rg наблюдается увеличение дифференциальных резонансов за счет появления спектральной области с отрицательным эффектом, с другой стороны, абсолютная величина изменения максимумов в спектрах экстинкции и рассеяния тонких оболочек всегда меньше, чем для более толстых.
Пример определения максимального оптического отклика (для экстинкции и рассеяния) нанооболочек различной толщины по сравнению с изменениями для сплошного шара представлен на рис. 13в,г. Видно, что для экстинкции максимальный оптический отклик наблюдается для sg / Rg =0.2 и приблизительно в 2 раза больше соответствующего для шара, для рассеяния наиболее эффективно значение sg / Rg =0.4. В случае тонких нанооболочек оптический отклик существенно меньше, чем у частиц КЗ, для толстых – близок к аналогичному для частицы КЗ.
Глава 5 посвящена изучению коллективных оптических свойств взаимодействующих ансамблей сфер и оболочек. Целью исследования является анализ трансформации спектров при сближении ПР частиц в димеры, линейные цепочки, 2 и 3-D кластеры, оценке возможности использования дипольного приближения в описании коллективных плазмонных резонансов, а также оптимизации параметров частиц и кластеров для фототермальной терапии рака.
Оптические свойства золотых и серебряных бисфер: сравнение дипольного и мультипольного подходов В самом простом случае трансформацию спектров при сближении двух золотых и серебряных частиц можно получить в электростатическом приближении [Л11а], используя аналитическое решение для тензора поляризуемости металлической бисферы [Л11б].
Однако границы применимости данного подхода к описанию оптических свойств сильновзаимодействующих частиц оставались невыясненными. Мы провели сравнение оптических свойств (спектров экстинкции) металлических бисфер, рассчитанных с использованием электростатического тензора поляризуемости со строгим решением по многочастичной теории Ми [13]. Оптические свойства бисферы исследовались в терминах сечений рассеяния и поглощения при двух поляризациях относительно оси бисферы при её перпендикулярной ориентации относительно направления распространения волны.
В случае перпендикулярной поляризации, оптическое взаимодействие частиц слабо и дипольный и мультипольный подход дают практически одинаковый результат моделирования спектра, близкий к изолированной сфере (оптические свойства которой описываются достаточно точно дипольным приближением вплоть до диаметра 50 нм).
Ситуация меняется в случае параллельной поляризации (рис. 14). Как для серебряных, так и для золотых частиц дипольное приближение предсказывает небольшой красный сдвиг максимума плазмонного резонанса при сближении двух частиц, в то время как строгое мультипольное решение показывает расщепление спектра на две полосы и сильный а б s d=30nm Поглощение, Qx Поглощение, Qx 4 E 3 Au 1 1 400 600 400 500 600 Длина волны, нм Длина волны, нм Рис. 14. Спектры поглощения золотого30-нм димера для параллельной поляризации ( x ).
Расчет в дипольном приближении (а) и по многочастичной теории Ми (б) для относительных расстояний s / d = 0.5 (1), 0.2 (2), 0.1(3), 0.05 (4), 0.02 (5), 0.01 (6).
красный сдвиг длинноволнового максимума при уменьшении межчастичного расстояния.
Исследование сходимости мультипольного решения показало также, что для правильного моделирования оптических свойств взаимодействующих частиц при решении системы связанных уравнений необходим учет мультипольных мод вплоть до высоких порядков (30-40) даже в том случае, когда для каждой отдельной частицы дипольное приближение является точным, а оптические характеристики связанных частиц определяются первыми тремя-четырьмя вкладами.
Учитывая сказанное, в дальнейших исследованиях коллективных плазмонных резонансов взаимодействующих частиц мы использовали только строгие мультипольные методы моделирования оптических свойств кластеров (многочастичное решение Ми и Т матричный метод в кластерной формулировке).
Оптическое усиление фототермальной терапии с помощью золотых наночастиц и кластеров Одним из перспективных приложений ПР наночастиц в медицине является фототермальная терапия рака. Принцип данного метода заключается в следующем.
Конъюгаты ПР наночастиц селективно связываются с раковыми клетками за счет биоспецифического взаимодействия. При облучении лазерными импульсами энергия света преобразуется частицами в тепло, что вызывает повреждение раковых клеток за счет нагрева и денатурации белков или за счет механического повреждения взрывом парового пузырька в месте разогрева. Для успешной терапии необходимо согласование трех параметров: длины волны используемого излучения, максимума резонанса наночастицы и диапазона длин волн прозрачности биотканей. Настройка резонанса наноструктур возможна за счет выбора их геометрических параметров и структуры (для нанооболочек и наностержней) или за счет смещения полосы плазмонного резонанса при агрегации сферических частиц в кластеры. Нами было проведено систематическое исследование коллективных плазмонных резонансов кластеров золотых наночастиц в сравнении с резонансами отдельных золотых наносфер, наностержней и нанооболочек. Оптические свойства сравнивались в терминах коэффициента поглощения, и исследовалось возможное усиление поглощения в ИК-диапазоне (около 800 нм) спектра за счет самоассемблирования в 1, 2 и 3-D кластеры. В качестве фактора усиления использовали отношение сечения поглощения кластера к сумме поглощений изолированных частиц Fa = Cabs / N Cabs1, где скобки означают усреднение по ориентациям, структурам и т.п. Этот параметр определяет, насколько больше стал поглощать кластер на определенной длине волны по сравнению с системой невзаимодействующих частиц.
Расчет для коллоидного золота различного диаметра показал, что в спектральном диапазоне прозрачности биотканей поглощение сферических частиц любого размера будет на 1-2 порядка ниже такового в области плазмонного резонанса (515-550 нм), и Нормирован. поглощение Aabs б Нормирован. поглощение Aabs а Au стержни в воде SiO2(100нм)/Au L хаотич. ориентац.
Au 6 70 Au,нм 6 SiO2 5 5 8 L =40нм 10 4 15 1 500 700 900 1100 400 600 800 1000 Длина волны, нм Длина волны, нм Рис. 15. (а) Нормированное поглощение Aabs ( ) ЗН с диаметром ядра 100 нм. Толщина оболочки равна 5, 8, 10 и 15 нм. (б) Нормированное поглощение Aabs ( ) золотых наностержней толщиной 15 нм и длиной 40, 50, 60, 70 и 80 нм. Расчет для случайной ориентации частиц относительно поляризации световой волны.
приближается к значениям для естественных хромофоров. Это обстоятельство ставит под сомнение селективность терапии как основного преимущества нанофототермолиза.
Следовательно, использование в качестве меток для лазерного фототермолиза на длине волны 800 нм одиночных наночастиц КЗ будет неэффективно независимо от их размера.
На рис. 15а представлены нормированные спектры поглощения ЗН с диаметром 100 нм.
Очевидно, что плазмонный резонанс поглощения может быть легко настроен в нужный диапазон, включая ИК-область прозрачности биотканей, за счет изменения отношения толщины оболочки к диаметру ядра. Кроме того, на длине волны 800 нм оптическая плотность суспензии нанооболочек на 1-2 порядка выше таковой для частиц КЗ при той же массовой концентрации металла.
Таким образом, можно заключить, что биоконъюгаты золотых нанооболочек будут являться существенно более эффективными метками для нанофототермолиза. Серия расчетов для различных параметров частиц, позволяет найти оптимальные (с точки зрения поглощения) структуры для нужной длины волны лазерного излучения.
В частности, оптимальные значения размеров силикатного ядра/толщины золотой оболочки на длинах волн около 800 нм будут: (100)/(8-10) или (50)/(3-5) нм. Следует отметить, что частицы с диаметром более 100 нм и толщиной оболочки более 15 нм будут неэффективными преобразователями света в тепло из-за большого рассеяния при малом поглощении. С другой стороны, при диаметре силикатного ядра менее 50 нм практически очень сложно получить изоморфную золотую оболочку толщиной менее 5 нм. Учитывая сказанное выше, можно заключить, что с практической точки зрения эффективными фототермальными преобразователями на основе нанооболочек будут частицы с диаметром ядра 50-100 нм и толщиной оболочки 5-10 нм.
На рис. 15б показаны спектры нормированного поглощения, рассчитанные для случайной ориентации наностержней относительно поляризации световой волны. Можно отметить, что поглощение в основном определяется длинноволновым резонансом, который может быть настроен в нужный диапазон длин волн за счет изменения осевого отношения стержня. По аналогии с нанооболочками для наностержней мы также наблюдаем существенно более высокие значения поглощения в красном и ИК-диапазоне спектра.
Принимая во внимание практические аспекты использования наночастиц и существующие протоколы синтеза, можно заключить, что наибольшее поглощение на длине волны около 800 нм будет наблюдаться для наностержней с толщиной 15-20 нм и длиной 50-60 нм.
Для исследования оптического усиления поглощения света при кластеризации сферических частиц нами были исследованы трансформации спектров при сближении частиц в линейные цепочки, регулярные и случайные 2-D планарные структуры и 3-D кластеры. Для 1-D агрегатов мы обнаружили некоторую аналогию в спектральном поведении длинных наностержней и одномерных линейных цепей. В общем случае можно заключить, что линейная цепь, состоящая из сферических частиц, поглощает и рассеивает свет аналогично эквиобъемному стержню с длиной близкой к длине цепи. Проведенная серия расчетов для 1D-цепочек позволяет сделать также следующие выводы:
(1) Максимально возможное возрастание поглощения в расчете на одну частицу достигается при поляризации падающего света вдоль цепи, причем максимальное усиление поглощения на длине волны 800 нм наблюдается для кластеров, состоящих минимум из частиц. Следует, однако, отметить насыщение спектров по размеру частиц, то есть красный сдвиг резонанса увеличивается незначительно после кластеризации более 15 наносфер.
(2) Величина и положение плазмонного резонанса линейной цепи очень чувствительны к Усиление Fa = Cabs / (NCabs1) Усиление Fa = Cabs / (NCabs1) 100 1D цепь (a) (б) y из 40-нм сфер s N 40 x k 10нм z k 10 - N=4 8x8 2D массив - N=8 d=10,20,40нм - N=16 =800нм =800нм 1 0.1 1 0.01 0.10 1.00 10. Межчастичное расстояние, s/d Межчастичное расстояние, s/d Рис. 16. Зависимость фактора усиления поглощения на длине волны 800 нм от относительного межчастичного расстояния для линейных цепей, состоящих из 4, 8 и 16 40-нм золотых сферических частиц (a), и для двумерного массива, содержащего 8 8 золотых частиц диаметром 10, 20 и 40 нм (б).
межчастичному расстоянию в диапазоне 1-5 нм. Для больших межчастичных расстояний настройка резонанса и увеличение его амплитуды незначительны. С практической точки зрения получение контролируемого межчастичного расстояния в кластере является ключевым фактором, обеспечивающим настройку резонанса и эффективность лазерного фототермолиза.
На рис. 16 показана зависимость этого фактора от межчастичного расстояния в кластере для одномерных (а) и двухмерных агрегатов (б). Эта зависимость Fa ( s / d ) оказывается универсальной для агрегатов с числом частиц более 4. Отсюда можно заключить, что существенного увеличения поглощения в ИК-диапазоне можно добиться только при относительных межчастичных расстояниях s / d 0.1. Кроме того, усиление поглощения оказалось размерно-зависимым параметров для 2-D структур, с максимумом Fa ~ 9 для 40 нм частиц. Если рассматривать структуру 2D кластера, то максимальное усиление получается для кластеров, состоящих из большого числа линейных фрагментов.
Для случайных кластеров усиление поглощения не превышает 5 даже для межчастичных небольших расстояний s / d = 0.05 0.1. Полученные невысокие значения могут быть а 3D кластер, d=15 нм 1.4 3D кластер, d=15 нм б shell=0.05нм s/d=1/15 shell=0.05нм s/d=1/ Усиление Fa = Cabs / (NCabs1) 1.2 Au Au 10 Au Au Поглощение, Aabs s 1.0 s 600 нм 1 - N= 0.8 2- 3 - 0.6 4 - 5 - 0.4 6 - 100 7 - 200 800 нм 0. 0.0 520 нм -0.2 400 500 600 700 800 1 10 Длина волны, нм Число частиц в кластере, N Рис. 17. (а) Спектры поглощения 3D баллистического кластера, состоящего 15-нм золотых наночастиц, покрытых полимерной оболочкой s p = 0.5 нм (показатель преломления 1.40). Все спектры усреднены по 10 реализациям случайных кластеров. (б) Зависимость усиления поглощения от числа мономеров в кластере N. Расчет для той же модели для длин волн 520, 600, 650, и 800 нм.
объяснены сильным уменьшением кластерного поглощения для длин волн 700 нм (а не 800 нм).
Для примера на рис. 17а представлены спектры поглощения 3D кластеров. Также как и для двух- и одномерных кластеров, моделирование предсказывает размывание спектра и красный сдвиг резонанса с увеличением числа частиц в кластере. Наблюдается также появление дополнительного резонансного пика на длине волны около 600 нм, который может быть связан с наличием линейных фрагментов в структуре кластера, полученного по механизму баллистической агрегации. Принимая во внимание сдвиг и уширение спектра, можно предположить наличие усиления поглощения кластером в красной области спектра.
Однако оно будет максимальным в диапазоне 600-650 нм и резко спадать после 700 нм, в то время как в интересующей нас области (800 нм) его величина достаточно мала.
На рис. 17б показана зависимость усиления поглощения при кластеризации частиц различного размера при разных длинах волн. Следует отметить два принципиальных момента: во-первых, для изучаемой модели оптимальная длина волны меньше 800 нм. Во вторых, наблюдается быстрое насыщение усиления поглощения по числу частиц. Этот вывод находится в согласии с обнаруженным ранее эффектом насыщения сдвига резонанса с увеличением длины линейной цепи. С физической точки зрения это означает, что эффективные мультипольные взаимодействия включают только очень ограниченное число частиц (не более 10-20).
Коллективные плазмонные резонансы в монослое наносфер и нанооболочек Целью теоретических и экспериментальных исследований, представленных в данном разделе было выяснение природы и основных параметров трансформации спектров частиц при формировании плотноупакованного монослоя [30, 35]. Исследовали монослои, образованные пятью типами частиц: (1) серебряные наносферы с диаметром d Ag ;
(2) ЗН с ядром из двуокиси кремния d SiO2 и внешним диаметром d Au ;
(3) серебряные нанооболочки с ядром из двуокиси кремния d SiO2 и внешним диаметром d Ag ;
(4) золотые и (5) серебряные нанооболочки с ядром из полистирола вместо двуокиси кремния. В качестве модели монослоя использовали регулярные квадратные массивы с относительным межчастичным расстоянием s и случайные баллистические кластеры со средней плотностью заполнения. Одна из основных задач исследования – объяснить эффект подавления коллективной дипольной моды, обнаруженный в работе [Л12] для монослоев коллоидного серебра и 8 (a) (б) 0.6 s=1 Ag 100 нм N= Экстинкция 6 N= 0. 4 0.1 2 SiO2/Au (160/20нм) 0 400 600 800 400 600 Длина волны, нм Длина волны, нм Рис. 18. (а) Спектры экстинкции решеточных 4х4 кластеров из нанооболочек типа SiO2/Au (160/ нм). Относительное межчастичное расстояние равно 0.1, 0.2, 0.6 и 1. Кривая N=1 показывает одночастичный спектр. (б) Спектры экстинкции решеточных N N серебряных 100-нм наносфер, N = 1, 2, 4 и 6. Параметр межчастичного расстояния 0.5. Штриховой кривой 6 показан строгий расчет с учетом диэлектрической подложки.
выяснить его общую физическую природу.
Поскольку межчастичное расстояние является важнейшим параметром взаимодействия частиц, то сначала мы исследовали влияние параметра межчастичных расстояний s на эффект подавления дипольной моды. Параметры частиц соответствуют экспериментам, обсуждаемым далее. На рис. 18а показано, как изменяется спектр экстинкции решеточного кластера 4х4 из нанооболочек SiO2/Au с диаметром ядра 160 нм и толщиной слоя золота 20 нм при уменьшении параметра s от 1 до 0.1. Начиная со значений параметра s около 0.5, наблюдается эффективное подавление дипольной моды, так что резонанс определяется только квадрупольной модой на длине волны около 610 нм.
Уменьшение параметра s в два раза (до 0.1) мало изменяет спектр системы. Эти выводы носят общий характер и мало зависят от свойств самих частиц.
Целью следующей серии расчетов было определение минимального числа частиц в монослое, начиная с которого оптические свойства слоя изменяются незначительно. На рис. 18б приведены примеры таких расчетов для решеточных кластеров, построенных из серебряных наносфер диаметром 100 нм. Число частиц в кластере N N равнялось 1, 4, Qext, Qsca, Qabs Qext, Qsca, Qabs 6 N=1 a б =0. 4 2 2 Au 20нм 0 PS 190 нм в =0.25 г =0. 4 2 0 е д =0.35 =0. 6 4 2 0 400 600 800 1000 400 600 800 Длина волны, нм Длина волны, нм Рис. 19. Спектры экстинкции, рассеяния и поглощения случайных кластеров из 36 ЗН типа PS/Au (диаметр полистирольного ядра 200 нм, толщина Au оболочки 20 нм). Параметр минимального расстояния s = 0.05, средняя плотность соответствует одной частице (а), 0.06 (б), 0.12 (в), 0.25 (г), 0. (д) и 0.4 (е). Результаты усреднены по пяти статистическим реализациям.
и 36, параметр межчастичного расстояния равен s/d=0.5. С увеличением числа частиц до четко видно подавление дипольного резонанса (около 490 нм). Таким образом, уже небольшой кластер размером 4х4 правильно передает основные оптические свойства монослоя, так что увеличение числа частиц от 16 до 36 мало изменяет общий вид спектров.
В реальных экспериментах монослои частиц формируются обычно на диэлектрической подложке (кварц и др.), которая должна учитываться в расчетах. Однако пример, представленный штриховой кривой на рис. 18б (использовалось строгое решение [30] для кластера частиц с учетом подложки), показал слабое влияние подложки при существенно большей трудоемкости расчетов. Поэтому далее мы будем обсуждать результаты, полученные для спектров монослоя в изотропном диэлектрическом окружении.
Для понимания физических механизмов подавления коллективной дипольной моды важно исследовать влияние взаимодействия частиц на коллективное поглощение и рассеяние света. Учитывая результаты, полученные при исследовании влияния числа частиц на трансформацию спектров, число частиц в случайном слое равнялось 36, а средняя плотность частиц изменялась от минимальной (одна частица) до 0.4. Рис. показывает зависимость спектров экстинкции, рассеяния и поглощения случайных кластеров из 36 ЗН с диаметром полистирольного ядра 200 нм и толщиной золота 20 нм от средней плотности упаковки частиц в случайном кластере. При увеличении плотности частиц до 0.25 дипольная полоса экстинкции исчезает и остается квадрупольный пик.
Рассмотрим теперь отдельно спектры поглощения и рассеяния (рис. 19). В коротковолновой части спектра поглощения наряду с доминирующим квадрупольным резонансом наблюдается пик, соответствующий мультипольным возбуждениям. Вклад поглощения в дипольную полосу экстинкции пренебрежимо мал, так что эта полоса целиком обусловлена резонансным дипольным рассеянием. С увеличением плотности частиц структура коротковолновой части спектра поглощения не претерпевает сильных изменений. Напротив, спектр рассеяния трансформируется радикально, показывая подавление дипольного резонанса рассеяния. Таким образом, мы приходим к важному выводу о том, что эффект подавления дипольной полосы экстинкции в монослое целиком обусловлен уменьшением коллективного дипольного рассеяния при сближении сильно рассеивающих частиц с дипольным и квадрупольным резонансами. Электродинамическое взаимодействие частиц практически не изменяет спектра поглощения, включая его тонкую структуру в коротковолновой части.
Для экспериментальной проверки выводов теоретического моделирования мы синтезировали различные типы ЗН на ядрах из полистирола и двуокиси кремния. Монослои частиц получали самоассемблированием на функционализованной кварцевой подложке. На рис. 20 представлен участок сканирующей электронной микрофотографии монослоя ЗН после 1 ч инкубации (диаметр ядра 190 нм, толщина оболочки 25 нм). Отчетливо видна структура оболочки и гексагональная симметрия упаковки наночастиц в 2D массив. Среднее межчастичное расстояние равно в данном случае 0. диаметра частицы. Сильная шероховатость поверхности Рис. 20. Сканирующее ЭМ изображение монослоя нанооболочки отражает характер ЗН с диаметром ядра 190 нм и толщиной оболочки адсорбции золотых зародышей на 25 нм.
поверхности силикатной частицы.
На рис. 21a приведен экспериментальный спектр ЗН с диаметром ядра из двуокиси кремния 190 нм и средней толщиной оболочки около 25 нм (данные измерений методом динамического светорассеяния). Штриховая кривая на рис. 21a показывает расчетный спектр, который отличается от экспериментального, прежде всего, большей глубиной минимума между квадрупольной и дипольной полосой. Очевидно, что это различие связано с несовершенством модели монодисперсной суспензии идеальных двухслойных частиц.
Квадрупольный пик экстинкции суспензии частиц был расположен около 620 нм, а дипольная полоса рассеяния находилась в ближней ИК области (около 1000 нм).
Взаимодействие частиц в двумерном слое приводило к заметному снижению плеча экстинкции в области 800-900 нм. Учитывая множество факторов, опущенных в теоретической модели, согласие между расчетами и измерениями можно признать вполне Монослой Sчастиц/Sслоя=0. Суспензия 2 (a) (б) Эксперим. Эксперим.
1.6 1. Экстинкция Экстинкция Теория Теория 1.2 1. Au 20нм SiO2 190 нм 0.8 0. 400 600 800 1000 1200 400 600 800 1000 Длина волны, нм Длина волны, нм Рис. 21. Экспериментальные и теоретические спектры экстинкции суспензии ЗН (а) и монослоя (б).
удовлетворительным. Во всяком случае, теоретические и экспериментальные спектры монослоя демонстрируют подавление длинноволновой дипольной полосы рассеяния.
Глава 6 посвящена синтезу, исследованию оптических и фототермических свойств золотых наноклеток.
Золотые наночастицы с настраиваемым ПР, исследованные в предыдущих главах, не являются оптимальными для биологических применений. В частности, наличие токсичных молекул ЦТАБ на поверхности золотых наностержней требует их поверхностной функционализации и удаления ЦТАБ, а ЗН имеют слишком большой размер (более 100 нм) и вес и со временем седиментируют на дно посуды хранения в течение нескольких дней или даже часов. Наш пятилетний опыт работы по синтезу и применению этих частиц показывает, что указанные недостатки существенно ограничивают их широкое биомедицинское применение пользователями с различным уровнем подготовки и технического оснащения. Указанных недостатков нет у сравнительно нового класса наночастиц – полых золотых наноклеток, синтезируемых на шаблонах из серебряных наночастиц преимущественно кубической формы.
Протокол синтеза состоит из двух этапов (рис. 22). На первом получают серебряные наночастицы преимущественно кубической формы путем индуцированного сульфидом натрия полиольного синтеза. На втором этапе серебряные нанокубики используются в Рис. 22. Схема синтеза золотых наноклеток. На первом шаге с помощью полиольного синтеза получают серебряные нанокубики размером порядка 50 нм с характерным плазмонным резонансом около 450 нм. На втором шаге методом гальванического замещения формируются пористые наночастицы с различным соотношением Ag/Au и плазмонным резонансом на 800 нм. Показаны примеры ТЭМ изображения серебряных нанокубиков и золотых наноклеток, изменения цвета коллоидов и спектров экстинкции в процессе синтеза.
качестве шаблона для преобразования в золотые наноклетки методом реакции гальванического замещения серебра на золото.