Vi præsenterer en protokol til erhvervelse af kemiske billeder med bredbåndsstimuleret Raman scattering (SRS) mikroskopi. Baseret på et SRS-mikroskop, der fungerer med differentiel multikanals-lock-in-detektion, beskriver protokollen prøveforberedelsen, justeringen af SRS-apparatet og kemometri for at adskille forskellige bestanddele af kemisk heterogene prøver.
Stimuleret Raman scattering (SRS) mikroskopi er en ikke-lineær optisk teknik til etiketfri kemisk billeddannelse. Dette analytiske værktøj leverer kemiske kort med høj hastighed og høj rumlig opløsning af tynde prøver ved direkte at forhøre deres molekylære vibrationer. I sin standardimplementering er SRS-mikroskopi smalbånd og danner billeder med kun en enkelt vibrationsfrekvens ad gangen. Denne tilgang hindrer imidlertid ikke kun SRS’s kemiske specificitet, men forsømmer også det væld af information, der er kodet inden for vibrationsspektre.
Disse begrænsninger kan overvindes ved hjælp af bredbånds-SRS, en implementering, der er i stand til at udtrække et vibrationsspektrum pr. Pixel af billedet parallelt. Dette leverer hyperspektrale data, der, når de kombineres med kemometrisk analyse, maksimerer mængden af information, der hentes fra prøven. Bredbånds-SRS forbedrer således systemets kemiske specificitet, hvilket muliggør kvantitativ bestemmelse af koncentrationen af de forskellige bestanddele i en prøve. Her rapporterer vi en protokol til kemisk billeddannelse med bredbånds-SRS-mikroskopi, baseret på et hjemmebygget SRS-mikroskop, der fungerer med en brugerdefineret differentiel multikanals-lock-in-forstærkerdetektion. Det diskuterer prøveforberedelse, justering af SRS-apparatet og kemometrisk analyse. Ved at erhverve vibrationelle Raman-spektre illustrerer protokollen, hvordan man identificerer forskellige kemiske arter i en blanding og bestemmer deres relative koncentrationer.
Raman mikroskopi er en kraftfuld billeddannelsesteknik, der leverer rige kemiske kort ved at måle Raman spredning1, en uelastisk strålingsproces, der stammer fra molekyler, der vibrerer som reaktion på indfaldende lys 2,3. Hver pixel på et Raman-kort indeholder et spektrum, der bærer direkte information om prøvens kemiske sammensætning og struktur, hvilket resulterer i billeder med iboende vibrationskontrast. Til dato er Raman-mikroskopi referencesynspunktet for mikrospektroskopistudier af molekylære vibrationer, da ingen anden billeddannelsesteknik kan producere billeder med både høj kemisk specificitet og høj rumlig opløsning4. På trods af sin fremragende kemiske specificitet er produktionseffektiviteten af Raman-spredning lav, hvilket kræver enten forlængede pixelopløbstider eller højeffektexcitation, hvilket fører til henholdsvis lave erhvervelsesrater og uforenelighed med følsomme prøver.
Denne ene mangel på Raman mikroskopi førte forskere til at anvende sammenhængende Raman spredning 5,6,7,8,9 som en kilde til kontrast for mikroskopi. Dette er en ikke-lineær optisk proces, der forbedrer vibrationsresponsen med flere (op til syv) størrelsesordener, hvilket muliggør højhastigheds kemisk billeddannelse 10,11,12,13. Især er de to mest anvendte sammenhængende Raman-spredningsteknikker sammenhængende anti-Stokes Raman-spredning (CARS)14 og stimuleret Raman-spredning (SRS)15. I modsætning til CARS viser SRS en lineær afhængighed af koncentrationen af resonansmolekyler. Det er immunt over for den ikke-ultralydsbaggrund, en ikke-lineær effekt, der ikke er relateret til nogen vibrationsovergang, men forvrængende for de Lorentziske former, der er karakteristiske for Raman-spektrene i de molekylære vibrationer16,17. SRS-mikroskopi giver således autentisk Raman-information, der muliggør direkte kvantitativ billedanalyse.
SRS er en tredje ordens, ikke-lineær, optisk proces, der giver direkte information om de kemiske bindinger af en prøve. Det stammer fra den spatiotemporale superposition af to optiske felter generelt i det nær-infrarøde spektrale område, nemlig pumpen og Stokes ved frekvens ωpu og ωS, henholdsvis 10,11,18. Denne superposition genererer et slag ved pump-Stokes-frekvensen, der detuning Ω = ωpu-ω S. Når Ω matcher en molekylær vibration ΩR, resonerer molekylet, hvilket forårsager en sammenhængende energioverførsel mellem lysfelterne og molekylet. Som et resultat når molekylet en vibrationsforet tilstand. Denne proces kan overvåges ved at måle enten udslettelse af pumpefotoner (et signal kendt som stimuleret Raman-tab [SRL]) eller samtidig forstærkning af Stokes-fotoner (en proces kendt som stimuleret Raman-gevinst [SRG]). SRG og SRL er små signaler (ΔI), der sidder oven på en intens og svingende baggrund (I). Da typiske værdier for SRS-signalet (ΔI/I) ligger i området 10-6-10-4, kan laserstøjen let skjule det. For at afbøde laserstøjens skadelige virkninger på signal-støj-forholdet (SNR) og dermed på billedhastigheden er SRS-detektion afhængig af moduleringsoverførselsteknikker (f.eks. lock-in-forstærkere, resonanskredsløb eller kassevognsgennemsnit) ved høje moduleringsfrekvenser (>1 MHz), hvor laserstøjen når sine minimumsværdier 15,19,20.
Konventionel SRS-mikroskopi anvender smalbåndspumpe (≈10 cm-1) og Stokes-impulser til at producere kemiske billeder med en enkelt vibrationsfrekvens, hvilket muliggør videohastighedsbilleddannelse med pixelopgangstider så lave som ≈100 ns21,22. Men fordi smalbånds SRS-mikroskopi danner kemiske kort ved sekventielt at scanne prøven ved kun få vibrationsfrekvenser, er dens information begrænset23. SRS-billeder med en eller to vibrationskontraster er muligvis ikke tilstrækkelige til at skelne mellem kemiske arter med overlappende Raman-bånd, især inden for heterogene systemer. Derfor udnytter det paradigmatiske smalbånds SRS-mikroskop ikke SRS’s fulde potentiale, fordi undersøgelse af en håndfuld vibrationsfrekvenser hindrer dets kemiske specificitet og forsømmer den rigdom af information, der er kodet inden for vibrationsspektre. Desuden resulterer sekventiel scanning af prøven ved forskellige frekvenser i udvidede pixelopholdstider, der kan udløse fotoskader og forhindre streng rumlig koregistration mellem på hinanden følgende billeder, hvilket fører til bevægelsesartefakter.
I modsætning til sin smalbåndsmodstykke henter bredbånds-SRS-mikroskopi et vibrationsspektrum pr. pixel ved hver prøvescanning 10,12,24. Således giver bredbånds-SRS hyperspektral billeddannelse med streng rumlig korregistrering af forskellige vibrationskontraster, hvilket muliggør streng dataanalyse. Dette afslører ikke kun de kemiske bestanddele af prøven gennem Raman spektre, men hjælper også med at bestemme deres relative koncentrationer. Afhængigt af hvordan spektrene erhverves, klassificeres bredbånds-SRS-mikroskopi enten som hyperspektral SRS eller multiplex SRS. I hyperspektral SRS erhverves SRS-spektret pr. scannet punkt i prøven sekventielt (dvs. det hentes ved at feje frekvensdeuningen Ω) og opbygge et SRS-spektrum ved at stable SRS-signalerne sammen ved på hinanden følgende Raman-skift. Raman-spektret måles samtidigt ved flere vibrationstilstande i multiplex SRS. Således kombinerer multiplex SRS-tilgangen en moduleret smalbåndspuls med en bredbåndspuls til at drive SRS-signalet ved forskellige frekvenser og bruger en flerkanalsdetektor med en følsomhed, der kan sammenlignes med smalbånds-SRS til at detektere SRS-spektrene.
Dette papir præsenterer en protokol til fremstilling af kemiske kort over heterogene prøver ved hjælp af multiplex SRS-mikroskopi. Et skema over SRS-mikroskopet, der anvendes i denne protokol, er afbildet i figur 1 og beskrevet detaljeret andetsteds 25,26,27. Kort fortalt driver en kommerciel tilstandslåst Yb-fiberlaser, der producerer 140 fs-impulser centreret ved 1040 nm, med 10 W gennemsnitlig effekt og en gentagelseshastighed på 80 MHz, bredbånds-SRS-mikroskopet. En polariserende strålesplitter (PBS) adskiller den grundlæggende stråle i to grene. For at producere smalbånds stokespulserne sendes en gren med 4 W af den grundlæggende stråle til en etalon, der genererer en smalbåndsstråle (≈15 cm-1), som derefter moduleres ved 1,6 MHz med en akustisk optisk modulator (AOM). Den resterende fraktion med 6 W af den grundlæggende stråle er frekvens-fordoblet med en 2,8 mm tyk lithiumtriborat (LBO) krystal, skåret til type I fasematchning (θ = 90 °, φ = 13,8 °). Den resulterende anden harmoniske generation ved 520 nm bevæger sig til et X-foldet hulrum for at pumpe en optisk parametrisk oscillator (OPO), en enhed, der bruger en 3,0 mm tyk LBO-krystal (type I-fasematchning, θ = 90 °, φ = 9,8 °) som aktivt medium til at levere en bredbåndsoptisk stråling, der kan indstilles inden for 680-910 nm spektralområdet (figur 2). Disse bredbåndsimpulser tjener som pumpe i SRS-eksperimenterne og formerer sig til en prismekompressor for at kompensere for spredningseffekterne induceret af mikroskopmålet.
Efter kompressionstrinnet producerer en λ/2-bølgeplade kombineret med en YVO 4-dobbeltrefringent plade to ortogonalt polariserede replikaer, hvis elektroniske subtraktion ved detektionsplanet annullerer støjen fra bredbåndspumpen. Et dikroisk spejl kombinerer pumpen og Stokes-bjælkerne og sender dem til et opretstående mikroskop. Et vandnedsænkningsmål med en numerisk blænde (NA) på 1,27 fokuserer lyset på prøven, mens et olienedsænkningsmål med en NA på 1,4 samler det. Før detektionstrinnet fjerner et kortpasfilter (SPF) de modulerede Stokes, mens et diffraktionsgitter, der fungerer i Littrow-konfiguration, spreder den transmitterede bredbåndspumpe. En anden PBS2 adskiller pumpereplikaerne, og et objektiv fokuserer dem på to fotodiodearrays. Signalerne fra disse fotodiodearrays trækkes elektronisk fra og sendes til en hjemmebygget multikanals lock-in-forstærker (M-LIA). Det demodulerede signal normaliseres derefter ved jævnstrømsaflæsningerne (DC) af et af fotodiodearraysene og producerer således SRL-spektret.
Som et eksemplarisk eksperiment afbilder vi blandinger af flere velkendte Raman-spredere, hver med et unikt Raman-spektrum. Protokollen starter således med at beskrive, hvordan referenceprøverne skal udarbejdes. Når vi registrerer SRL, fortsætter vi med at forklare, hvordan man opnår smalbånds Stokes-impulser og opretter den optiske kilde, der leverer bredbåndspumpeimpulserne (≈250 cm-1), nemlig den hjemmebyggede OPO. Protokollen viser justeringen og optimeringen af de optiske stråler og beskriver kritiske parametre som effekt og spektre af smalbånds stokes og bredbåndspumpen. Protokollen beskriver detaljeret bredbåndspumpens optiske vej, fordi den kræver specielle optiske elementer. Det forklarer også, hvordan man finder den spatiotemporale overlapning mellem pumpe-Stokes-impulser og viser en praktisk måde at bestemme den relative intensitetsstøj (RIN), som igen hjælper med at definere den bedste moduleringsfrekvens for SRS-eksperimenter. Derefter forklarer vi arbejdsprincippet og kalibreringen af detektionskæden. Endelig viser protokollen dataindsamlingsprocessen, kemometri og billedbehandlingsrørledningen.
Bredbånd SRS-mikroskopi er en kraftfuld billeddannelsesteknik, der tilbyder autentisk kemisk kontrast til at identificere og adskille de kemiske bestanddele i en heterogen prøve. Potentialet i dette analytiske værktøj kan være gavnligt for flere forskningsområder, lige fra materialevidenskab til histopatologi. Ulempen ved bredbånds-SRS-mikroskopi er, at det er teknisk krævende; eksperimentalisten kræver ikke kun knowhow om bredbåndslaserkilder, men skal også manipulere laserpulserne for effektivt at generere SRS, et signal, der igen skal måles med sofistikerede detektionsordninger. Dette papir præsenterer en protokol, der beskriver en arbejdsgang til fremstilling af kemiske kort over blandede kemiske forbindelser ved hjælp af et multiplex bredbåndSRS-mikroskop. Selvom det beskrevne arbejde kan være trivielt for nogle laserfysikere og ikke-lineære mikroskopister, er det måske ikke tilfældet for læsere, der er interesseret i fordelene ved bredbånds-SRS-mikroskopi, hvis videnskabelige viden ligger uden for disse domæner. Derfor havde vi til formål at detaljere hvert trin for at guide det brede publikum, der er interesseret i bredbånds-SRS-mikroskopi.
Den foreliggende protokol startede med at vise, hvordan man forbereder en simpel, men spektroskopisk rig prøve sammensat af flere stærke og velkendte Raman-spredere. Vi diskuterede, hvordan man får bredbåndspumpen og smalbånds Stokes-bjælkerne, der er nødvendige for at oprette et SRS-mikroskop. Figur 5C viser et skema over SHG- og OPO-opsætningerne. Bemærk, at linse f1 fokuserer den grundlæggende stråle på LBO1 for at generere SHG, mens et dikroisk spejl reflekterer SHG-strålingen og transmitterer den resterende grundlæggende stråle. En anden linse f2 samler SHG-strålen. Som f2 > f1 udvides SHG-strålen med en faktor svarende til f2/f1. En tredje linse f3 fokuserer den udvidede SHG-stråle på en anden type I LBO-krystal (LBO2), der er skåret ved θ = 90 ° og φ = 29,0 °. Ved at pumpe LBO2 med ovennævnte SGH (520 nm) vil stråling inden for området 680-910 nm komme fra LBO2 gennem forskelsfrekvensgenerering (DFG), der producerer to stråler: signalet ogtomgangen 27 (figur 5D,E). Sidstnævnte kasseres, mens førstnævnte forstærkes i OPO-hulrummet for at levere de pumpeimpulser, der anvendes i SRS-eksperimenterne. OPO’ens pumpe ved 520 nm, nemlig SHG-strålen, bør ikke forveksles med pumpen i SRS-eksperimenterne (dvs. OPO’ens signalstråle).
Kontrasten i SRS-mikroskopi stammer fra et ikke-lineært signal, der genereres ved mikroskopets brændpunkt, et signal, der kræver begrænsning af et stort antal fotoner i prøveplanet på et givet tidspunkt. Denne fotonindespærring opnås med et mikroskopmål med høj numerisk blænde (NA), en række linser, der også indstiller systemets rumlige opløsning: jo højere NA, jo højere er den rumlige opløsning. Imidlertid er høje NA-mål tæt pakket med glas, hvilket introducerer positiv GDD til pulserende stråling, en frekvenskvidder, der i sidste ende udvider pulsernes tidsmæssige profil39. Således kan GDD, der blev introduceret med mikroskopmålet, øge varigheden af bredbåndspumpeimpulserne, hvilket gør det endnu længere end Stokes tidsmæssige konvolut og reducerer den effektive, tilgængelige båndbredde af Raman-signalet. Desuden kan denne udvidelse også medføre en forvrængning af spektralprofilen for det målte SRS-spektrum.
I CARS opstår det spektroskopisk relevante signal ved bølgelængder, der adskiller sig fra excitationsfelterne. Et simpelt fotomultiplikatorrør eller CCD-kamera (charge-coupled device) kan bruges til at integrere CARS-signalet i tide og opsummere tusindvis af impulser for at udjævne laserstøjen. I stedet vises SRS-signalet som en svag moduleringsoverførsel indlejret i en stærk og svingende laserbaggrund. Fordi denne modulering er svag, kan laserstøjen let overvælde den, hvilket reducerer både billedhastigheden og følsomheden af SRS-mikroskopet. Før billeddannelse er det derfor bydende nødvendigt at måle den relative intensitetsstøj (RIN) for at afgøre, om laseren er egnet til højhastigheds-SRS-billeddannelse og vælge moduleringsfrekvensen med den laveste støj. RIN defineres som laserens støjeffektspektraltæthed [δP(f), med W2/Hz-enheder] normaliseret med den gennemsnitlige optiske effekt ()40,41. Med andre ord beskriver RIN de normaliserede laserudsving ved forskellige frekvenser (Eq [4]).
(4)
RIN er således en parameter i SRS-systemet, der bestemmer det ideelle moduleringsfrekvensområde for eksperimenterne. For eksempel viser olivenbjælken i figur 8 det ideelle moduleringsfrekvensområde til SRS-billeddannelse. I tilfælde af smalbånds SRS skal brugeren måle RIN for både pumpe og Stokes for at vælge, hvilken stråle der skal moduleres for at opnå optimal ydeevne. Bemærk fra figur 8, for eksempel, at Stokes-strålen har en lidt højere RIN end pumpen, hvilket antyder, at SRG-målingerne ville vise sig mere støjende end deres SRL-kolleger. I tilfælde af bredbånds-SRS er den stråle, der skal moduleres, smalbåndsstrålen.
Gitterets vinkeldispersion D udtrykker diffraktionsvinklen som en funktion af bølgelængden og defineres som derivatet af gitterligningen. For Littrow-konfigurationen er vinkeldispersionen givet ved Eq (5).
(5)
For at få Eq (5) antog vi, α = β, løste Eq (2) for m / d og indsatte resultatet i dβ / dλ. Bemærk, at i Littrow-konfigurationen β = sin-1 (mλ/2d). Inden for den lille vinkeltilnærmelse er ændringen i position langs spektret fdβ ≈ dl (figur 10). Ved at indsætte dβ i Eq (5) kan vi således beregne den lineære dispersion, en mængde med enheder af nm mm-1 ved hjælp af Eq (6):
(6)
For et diffraktionsgitter, der fungerer i Littrow-konfigurationen med 1.851,85 riller/mm, d = 540 nm. Hvis vi bruger førsteordens diffraktion af lys ved ~ 789 nm, D = 0,0027 rad nm-1. Med en f = 750 mm linse får vi en lineær dispersion på ≈ 0,5 nm mm-1, hvilket oversættes til ≈ 7,8 cm-1 mm-1. Objektivets brændvidde bestemmer således “densiteten” af nm pr. mm ved detektorplanet: Jo længere brændvidden er, jo færre nm pr. mm opnås, hvilket øger rummet mellem bredbåndspumpens spektrallinjer. Omvendt vil der med kortere brændvidder være mere nm pr. mm på detektorplanet, hvilket reducerer den plads, der optages af den dispergerede pumpe.
Afbalanceret detektion forbedrer billedkvaliteten og følsomheden af støjende opsætninger. For eksempel er det ubalancerede signal-støj-forhold (SNR) ifølge RIN-spektrene vist i figur 8 og i betragtning af typisk SRS med en amplitude på 1 x 10-5 ≈60. Ved hjælp af afbalanceret detektion (dvs. tæt på skudstøj) er det muligt at opnå en SNR på ≈145. Figur 11 viser spektre og sammensatte billeder under afbalancerede og ubalancerede forhold. Naturligvis påvirker virkningerne af afbalanceret detektion de endelige resultater af eksperimenterne, nemlig de kemiske kort. Understøttet af disse resultater understreger vi, at afbalanceret detektion er en kraftfuld teknik til at imødegå de skadelige virkninger af laserudsving på billedkvaliteten. Det er værd at nævne, at afbalanceret detektion er bedst egnet til støjende lasere, såsom fiberoscillatorer. SRS-mikroskoper, der arbejder med støjsvage optiske lyskilder (f.eks. solid state-lasere), kræver muligvis ikke afbalanceret detektion.
Protokollen forklarer også en tilgang baseret på ikke-lineær optik for at finde den spatiotemporale overlapning mellem impulserne af disse bjælker. Vi beskrev fordelene ved at bruge 1st i stedet for 0th diffraktionsorden af en AOM som den modulerede Stokes-stråle. Endvidere blev de skadelige virkninger af spredning på SRS-produktionseffektiviteten beskrevet med forslag til måder at afbøde dem via en prismekompressor. Derudover forklarer protokollen, hvordan prismerne justeres, og fremhæver tre kritiske aspekter, der skal overvejes for optimal ydeevne. Vi diskuterer ikke kun rin’s relevans for SRS-mikroskopi, men viser også, hvordan man måler den med en lock-in-forstærker og med RIN-spektret definerer den bedste moduleringsfrekvens. Med et konkret eksempel forklarer dette papir, hvordan gitterligningen hjælper med at designe detektionskæden. Endelig illustrerer protokollen med ægte SRS-data strukturen af SRS hypercube og hvordan man analyserer den med et konventionelt anvendt videnskabeligt programmeringssprog.
Denne protokol har tre mindre begrænsninger. For det første består den detektionsordning, der anvendes i dette bidrag, af en ikke-konventionel, multikanals lock-in-detektor, der er designet og bygget internt af Sciortino et al.26 Som tidligere påvist25 kan denne detektor erstattes af en hyldebalanceret fotodiode. Selvom denne ændring kun vedrører detektoren og efterlader protokollen næsten uændret, skal man med en enkelt fotodiode scanne hver spektralkomponent på detektoren i stedet for at måle dem alle på én gang. For det andet anvender denne protokol inline afbalanceret detektion, hvilket kræver indsættelse af flere optiske elementer i strålebanen. Disse optiske elementer øger systemets kompleksitet og fører til tab af optisk effekt og pulsudvidning.
Inline-balanceret detektion kræver også, at de to pumpereplikaer passerer gennem prøven, en situation, der måske ikke er ideel til lysfølsomme prøver, såsom levende celler, eller til stærkt torefringente, hvor de to pumpereplikaer kan opleve forskellige optiske egenskaber, hvilket annullerer den afbalancerede detektion. For det tredje er protokollen afhængig af en hjemmebygget OPO, en enhed, der muligvis ikke er let tilgængelig. Alternativer til bredbåndsspektrene leveret af OPO er imidlertid superkontinuert fra ikke-lineære optiske fibre eller bulkkrystaller. Sidstnævnte kunne kun anvendes med lasere med lav gentagelseshastighed (op til 5 MHz). Som med ethvert eksperimentelt design har den foreliggende protokol således nogle begrænsninger. De er dog minimale og kompromitterer ikke succesen med denne tilgang.
Selvom en referenceprøve er beskrevet her, kan denne protokol med succes adskille kemiske arter i celler og dyre- og plantevæv, såsom cellulose, lipidiske arter eller proteiner, finde praktiske anvendelser i forskellige biokemiske quests eller som et diagnostisk værktøj i histopatologi. Tilsvarende kan denne protokol være et værdifuldt redskab inden for materialevidenskab. For eksempel kan man efter denne protokol forhøre den molekylære sammensætning og koncentration af polymere arter42. Desuden er denne metode kompatibel med andre ikke-lineære mikroskopiteknikker, såsom bredbåndsmikroskopi baseret på pumpesonde43 og heterodyne CARS44, firebølgeblandingsprocesser, der, som med SRS, også kræver to excitationslysstråler og moduleringsoverførselsmålinger. Endelig kan nogle af oplysningerne i dette papir anvendes på ikke-lineære billeddannelsesteknikker, der ikke er afhængige af moduleringsoverførselsteknikker, men kræver justering af to eller flere pulserende laserstråler, såsom konventionelle CARS45 og SFG-mikroskopier46.
Sammenfattende beskriver denne protokol en kraftfuld metode baseret på bredbånds-SRS-mikroskopi til at udtrække kemiske kort og deres karakteristiske SRS-spektre fra kemisk heterogene blandinger, der leverer datasæt, der muliggør ligetil kvantitativ dataanalyse. Metodens alsidighed og enkelhed giver også den interesserede læser mulighed for at tilpasse den til forskellige ikke-lineære teknikker.
The authors have nothing to disclose.
D. P. anerkender finansiering fra EU-projektet CRIMSON under tilskudsaftale nr. 101016923 og Regione Lombardia-projektet NEWMED under tilskudsaftale nr. POR FESR 2014-2020. G.C. anerkender finansiering fra EU-projektet GRAPHENE Core3 under tilskudsaftale nummer 881603. G. C. anerkender også finansiering fra King Abdullah University of Science and Technology, Grant Award Number: OSR-2016-CRG5-3017-01.
Collection objective | Nikon | CFI Apo Lambda S 60x Oil, NA=1.4, Nikon | Oil immersion objective |
Coverslips | Thermo Fisher | 043211-KJ | Quartz, cover slip for microscope slide, 25.4 x 25.4 x 0.15 mm |
Delay line | Physik Instrumente (PI) | M-406.6PD | Precision microtranslation stage, 150 mm travel range |
DMSO | Merck | D8418-500ML | Methylsulfinylmethane, Molecular Biology Grade DMSO, DMSO, Methyl Sulfoxide |
Etalon | SLS Optics Ltd | Custom made | Anti reflective coating at 1,040 nm, Mounted in a 38 mm diameter x 35.5 mm long stainless steel cell with protective dust caps, and a 50 mm diameter ‘pinch-clamp’ mounting ring |
Excitation objective | Nikon | CFI Plan Apo IR 60XC WI, NA=1.27, Nikon | Water immersion objective |
Grating | LightSmyth | T-1850-800s Series | High Efficiency Transmission Grating T-1850-800s Series |
Laser | Coherent | Custom made | Fidelity, HP |
λ/2 | Thorlabs | SAHWP05M-1700 | Mounted superachromatic half-wave plate |
PBS | Thorlabs | CM5-PBS203/M | 16 mm Cage-Cube-Mounted Polarizing Beamsplitter Cube, |
PMMA beads | Merck | MFCD00198073 | Micro particles based on polymethacrylate |
Prisms | Crisel | 320-8218 | LASER DISPERSING PRISMS in SF11 |
PS beads | Merck | 72986-10ML-F | Micro particles based on polystyrene |
YVO4 crystal | Dr. Sztatecsny GmbH | Custom made | thickness 8 mm, dia 1.00 cm, 1 689,00 689,00 suitable for 1" mount, coated for 850 – 1,100 nm |