Dômes et semi - Nantong Histologie Consommables Co., Ltd

Rapports scientifiques volume 13, Numéro d'article : 3165 (2023) Citer cet article

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Il est bien connu que la microscopie infrarouge d'échantillons de taille micrométrique souffre de fortes distorsions de diffusion, attribuées à la diffusion de Mie. La technique de prétraitement de pointe pour modéliser et supprimer les caractéristiques de diffusion de Mie des spectres d'absorbance infrarouge d'échantillons biologiques est construite sur un méta-modèle pour des sphères parfaites. Cependant, les formes de cellules non sphériques sont la norme plutôt que l'exception, et il est donc très pertinent d'évaluer la validité de cette technique de prétraitement pour les systèmes sphériques déformés. En abordant ces cas, nous étudions à la fois numériquement et expérimentalement les spectres d'absorbance de dômes individuels imprimés en 3D, de rangées allant jusqu'à cinq dômes, de deux dômes à distance variable et de semi-capsules de longueurs variables en tant que systèmes modèles de cellules individuelles déformées et de petites cellules. groupes. Nous constatons que les effets de couplage entre les dômes individuels sont faibles, ce qui corrobore les résultats antérieurs de la littérature connexe pour les sphères. En outre, nous soulignons et illustrons par des exemples que, bien que la réciprocité optique garantisse la même efficacité d'extinction pour l'éclairage du haut par rapport au bas, le champ interne d'un diffuseur peut être très différent dans ces deux situations. Enfin, nous démontrons que le modèle ME-EMSC pour le prétraitement des spectres infrarouges des systèmes biologiques sphériques est également valable pour les systèmes sphériques déformés.

À ce jour, plusieurs techniques puissantes sont disponibles pour effectuer une spectroscopie vibrationnelle d'échantillons biologiques et inanimés dans la gamme spectrale de l'infrarouge moyen. Parmi eux figurent, par exemple, la spectroscopie Raman1, la spectroscopie neutronique2, la spectroscopie photoacoustique3,4,5,6 et la spectroscopie de perte d'énergie électronique7. Cependant, la technique analytique de loin la plus largement utilisée pour la caractérisation biochimique de différents échantillons est la spectroscopie infrarouge à transformée de Fourier (FTIR)8,9,10,11. Ainsi, l'augmentation de la puissance de cette technique et l'extension de son applicabilité sont au centre de cet article. Alors que l'acquisition, la correction et l'interprétation des spectres biologiques FTIR en couches minces sont basées sur des techniques établies, beaucoup de travail reste à faire dans le domaine de la spectroscopie FTIR de cellules biologiques individuelles et de petits agrégats de cellules. Il est bien connu que les cellules biologiques qui ont approximativement la même taille que la longueur d'onde du rayonnement infrarouge sont des diffuseurs très efficaces. Les fortes signatures de diffusion observées dans la spectroscopie infrarouge des cellules humaines ont été attribuées à la diffusion de type Mie par Mohlenhoff et al. en 200512. Depuis lors, les systèmes de modèles sphériques ont fréquemment été utilisés pour modéliser et supprimer les signatures de diffusion des systèmes biologiques13,14,15,16. Les deux principales contributions de la diffusion de Mie sont les ondulations et les ondulations17. Les tremblements sont des oscillations à longue portée causées par un effet d'interférence17. Ils déterminent le comportement moyen des spectres d'extinction infrarouge. Les ondulations sont des pics aigus superposés aux ondulations. Ils surviennent en raison de résonances de forme, c'est-à-dire d'ondes stationnaires à l'intérieur de l'échantillon18.

Cependant, on ne comprend pas bien si les systèmes de modèles sphériques conviennent à la description des cellules biologiques dans les mesures spectroscopiques infrarouges. On ne s'attend pas à ce que la plupart des cellules biologiques soient parfaitement sphériques et différentes formes sont couramment observées dans la nature. Les exemples incluent les bactéries, les levures et les algues, qui présentent une large gamme de formes, des formes sphériques aux sphéroïdes et aux formes de capsules allongées. De plus, lorsqu'une cellule est déposée sur une lame de microscope infrarouge, elle peut se fixer à la lame, entraînant une déformation de forme. En revanche, les échantillons structurellement stables, par exemple les grains de pollen, sont censés conserver leur forme sphérique lorsqu'ils sont déposés sur une lame. Cela peut être vu avec la microscopie optique des grains de pollen. Dans les mesures d'absorbance infrarouge, les grains de pollen affichent des signatures de diffusion de Mie proches de la perfection, avec à la fois des ondulations et des ondulations19. Les ondulations sont sensibles à la forme du diffuseur, et il a été démontré que les déformations de forme peuvent supprimer ou même éliminer les ondulations dans les spectres infrarouges20. Par conséquent, en plus de l'observation directe au microscope optique, la présence d'ondulations est une indication supplémentaire que les grains de pollen conservent leur forme sphérique.

Lorsque des cellules biologiques sont étudiées à l'aide de la spectroscopie infrarouge, elles se produisent souvent dans un assemblage. Les configurations d'échantillons typiques en spectroscopie infrarouge sont des cellules eucaryotes dans les tissus ou plusieurs cellules individuelles déposées sur un substrat. Il est donc important de savoir si les cellules voisines subissent des effets de couplage susceptibles d'affecter les signatures de diffusion.

Les objectifs de cette étude sont (1) de décrire les signatures de diffusion dans les systèmes en forme de dôme (hémisphériques) et les systèmes allongés en forme de dôme (semi-capsules), (2) de comprendre si les effets de couplage entre les particules adjacentes (par exemple, les dômes ) se produisent, (3) pour comparer qualitativement les résultats simulés numériquement avec les spectres obtenus par spectroscopie infrarouge à transformée de Fourier (FTIR), en utilisant à la fois une source synchrotron (SR-FTIR) et une source globulaire avec un détecteur d'imagerie à réseau plan focal (FPA), (4) étudier l'effet de l'inversion de la direction d'éclairage du rayonnement infrarouge incident sur un échantillon, et (5) évaluer si les techniques de prétraitement existantes pour récupérer les spectres d'absobance purs à partir des spectres déformés de la diffusion de Mie conviennent à la correction des spectres infrarouges déformés. systèmes sphériques.

Les structures en forme de dôme et de dôme allongé ont été obtenues à l'aide d'une technique d'impression 3D, à savoir par écriture laser directe induite par deux photons (2PDLW).

En spectroscopie FTIR, le spectre d'absorbance Z est déterminé en mesurant \(I_0\), l'intensité incidente sur l'échantillon, et I, l'intensité transmise par l'échantillon :

Idéalement, le rayonnement entrant n'est atténué que par l'absorption moléculaire, ce qui donne un spectre d'absorbance pur qui peut être directement interprété comme une empreinte moléculaire. Cependant, la diffusion contribue également à la perte de rayonnement au niveau du détecteur. La contribution de la diffusion peut modifier significativement le spectre d'absorbance et donc nécessiter des méthodes de correction pour obtenir un spectre d'absorbance pur19.

Pour calculer la quantité totale de rayonnement retirée de la direction vers l'avant, soit par absorption, soit par diffusion, nous examinons l'efficacité d'extinction sans dimension, \(Q_{\textrm{ext}}\), définie comme le rapport de la section efficace d'extinction et la coupe géométrique de l'échantillon17. L'équation suivante montre la relation entre l'absorbance apparente et l'efficacité d'extinction19,20 :

où G et g sont les sections transversales géométriques du détecteur et de l'échantillon, respectivement. Dans (2) on suppose que \(G\gg g\). Puisque, selon (2), \(Q_{\textrm{ext}}\) figure en bonne place dans l'absorbance Z, \(Q_{\textrm{ext}}\) est une quantité intéressante. Alors que, à l'exception des films homogènes, il n'y a pas d'expressions analytiques exactes de forme fermée disponibles pour calculer \(Q_{\textrm{ext}}\) en fonction du nombre d'onde, des approximations analytiques de forme fermée de \(Q_{\textrm{ ext}}\) peut être obtenu. En raison de cette équivalence, le spectre d'absorbance apparente mesuré (Eq. 1) est également appelé spectre d'extinction.

Suivant la réf.17, les formules d'approximation pour \(Q_{\textrm{ext}}\) pertinentes pour les simulations et les expériences discutées dans cet article sont trouvées en supposant que le rayonnement entrant, représenté sous forme de rayons, traverse le diffuseur de part en part, sans déviation, et ne subit donc qu'un déphasage à l'intérieur du diffuseur. Au niveau du détecteur, le rayonnement incident se combine avec le rayonnement déphasé résultant en une interférence d'onde, qui produit \(Q_{\textrm{ext}}\). Sur la base de cet effet d'interférence, les formules analytiques d'extinction pour les hémisphères, les demi-capsules et les demi-cylindres sont dérivées à l'annexe A.

Nous soulignons qu'en incluant les effets tunnel et de diffraction, de vastes améliorations de la précision des formules présentées dans l'Appendice peuvent être obtenues (voir, par exemple, la Réf.21 pour le cas des sphères). Ces formules plus complexes, cependant, ne sont pas nécessaires aux fins de cet article.

Dans l'écriture laser directe induite par deux photons (2PDLW), une polymérisation locale est obtenue dans le très petit volume d'un faisceau laser étroitement focalisé lors de l'absorption à deux photons22. Le déplacement de la tache focale le long d'une trajectoire induisant la polymérisation de la résine photosensible se traduit par une microstructure 3D solide. Le processus d'absorption à deux photons et la polymérisation confinée subséquente peuvent donner lieu à une résolution de fabrication de 100 nm ou même plus élevée23. Une telle résolution rend le 2PDLW parfaitement adapté à la fabrication de dômes et de dômes allongés avec une taille, une forme et un positionnement relatif bien définis pour la spectroscopie infrarouge dans des conditions contrôlées.

Images au MEB et au microscope de chacune des configurations étudiées par spectroscopie FTIR. (a) Un seul dôme de rayon \(R=10\,\upmu \hbox {m}\), (b) des dômes se touchant dans une rangée, (c) deux dômes avec une distance croissante d, et (d) des semi-dômes capsules (dômes allongés) avec un rayon des embouts égal à \(R= 10\,\upmu \hbox {m}\) et un allongement L. Le matériau des échantillons est l'OrmoComp24.

Les structures en forme de dôme imprimées en 3D ont été obtenues à l'aide d'une configuration commerciale 2PDLW (Microlight3D). Il s'agit d'un microscope inversé (Zeiss Axiovert 200) équipé d'un laser Nd:YAG Q-switch doublé en fréquence (532 nm, durée d'impulsion 0,56 ns, 11,7 kHz). Un objectif 40x (NA 0,95, sec, Zeiss Plan-APOCHROMAT) a été utilisé pour focaliser le faisceau laser dans l'échantillon. Les objets 3D sont obtenus en déplaçant l'échantillon par rapport à la tache focale du laser à l'aide d'un manipulateur piézo à plage de déplacement \(100\times 100\times 100 \,\upmu \hbox {m}\). La puissance du laser peut être contrôlée par un modulateur acousto-optique. Le manipulateur piézo est associé à une platine de translation longue portée pour la réplication automatique des structures à la surface d'un substrat. Un système d'autofocus est utilisé pour positionner chaque objet à la même position par rapport à la surface du substrat avec une reproductibilité meilleure que 50 nm. La vitesse de balayage, la puissance du laser et la trajectoire 3D sont contrôlées par ordinateur.

Les structures 3D ont été créées à l'aide de la résine photosensible Ormocomp (Microresist Technology)24. Une goutte d'environ 5 \(\upmu \hbox {L}\) de résine photosensible a été déposée sur la surface d'une lamelle de microscope de 170 \(\upmu \hbox {m}\). Après microfabrication, la résine photosensible n'ayant pas réagi a été éliminée par deux étapes de lavage successives en utilisant Ormodev (Microresist Technology) comme solvant. Après les lavages, les échantillons ont été séchés à l'air. Aucune procédure de pré- ou post-cuisson n'a été utilisée dans l'impression 3D.

Les structures microfabriquées ont été caractérisées par Microscopie Electronique à Balayage (SEM) en utilisant un appareil Zeiss Supra 55VP. Avant les expériences SEM, un revêtement d'or de 5 nm a été déposé sur la surface des échantillons avec une coucheuse de pulvérisation Leica EM ACE600 pour éliminer l'accumulation de charge et améliorer le contraste dans les mesures SEM.

Les structures 3D obtenues à l'aide d'un logiciel de CAO ont été découpées par Simpoly 4.5.1. La partie interne des objets a été tranchée moins densément que la surface pour réduire le temps de traitement. La direction de découpage a été choisie pour être perpendiculaire à l'axe de propagation du faisceau et les positions des voxels ont été déterminées en suivant la pente géométrique de la structure pour améliorer la qualité de surface de la même manière que proposé par Liao et al.25. Les paramètres de découpage, le temps d'exposition et la puissance du laser ont été variés, faisant de nombreuses réplications en rétroaction avec des expériences SEM pour trouver les conditions de fabrication optimales. La figure 1 montre des images SEM des échantillons qui ont été étudiés : (1) dômes (Fig. 1a), (2) réseaux linéaires de dômes se touchant (Fig. 1b), (3) dômes avec une distance croissante (Fig. 1c), et (4) semi-capsules (dômes allongés) (Fig. 1d).

Des structures en forme de dôme (hémi-sphérique) et allongées en forme de dôme (semi-capsule) ont été conçues à l'aide d'un logiciel de CAO. Les images au microscope électronique et au microscope optique IR des structures sont présentées à la Fig. 1. Le rayon des dômes était de \(10\,\upmu \hbox {m}\). Les dômes allongés (semi-capsules) ont été conçus en combinant deux quarts de sphères placés à une distance L et des demi-cylindres (\(R=10\,\upmu \hbox {m}\) et des longueurs croissantes, L) placés entre eux (voir figure 1d). Le rayon a été maintenu constant, mais L a varié de 0 à 1,5 R dans l'étude. Outre la fabrication de dômes individuels isolés, ils ont été répliqués à diverses positions relatives les uns par rapport aux autres pour étudier leurs couplages, comme indiqué sur les figures 1b et c. Deux types de configurations ont été utilisées. Tout d'abord, des réseaux linéaires de dômes ont été fabriqués en les positionnant les uns à côté des autres. Le nombre de dômes dans un réseau variait de deux à cinq. Ensuite, des paires de dômes ont été fabriquées à un espacement relatif d, variant entre 0 et 2R. Toutes les configurations ont été fabriquées en répliques de 5.

Les images de microscopie à force atomique ont été collectées à l'aide d'un AFM JPK NanoWizard II (JPK, Cambridge, Royaume-Uni) monté sur un Zeiss AxioObserver, en mode contact. Des porte-à-faux en nitrure de silicium (Veeco, Cambridge, Royaume-Uni) ont été utilisés.

Les spectres FTIR d'une lignée cellulaire de cancer du poumon (CALU-1) ont été enregistrés à l'aide d'un microscope infrarouge Nicolet Continuum couplé au synchrotron (ThermoFisher Scientific, Courtaboeuf, France), avec un objectif Schwarzschild 32\(\times\) et un MCT single- détecteur d'élément. Les mesures ont été réalisées sur la ligne de lumière SMIS au synchrotron SOLEIL, France. Des détails sur l'expérience peuvent être trouvés dans la réf.26. Dans cette expérience, des cellules ont été obtenues à partir de la lignée cellulaire SK-MES du cancer du poumon non à petites cellules (NSCLC) achetée auprès de la European Collection of Cell Cultures (Salisbury, Royaume-Uni)20,27.

Les spectres FTIR de dômes et semi-capsules imprimés en 3D ont été collectés sur la ligne de lumière SMIS du synchrotron SOLEIL. Tous les échantillons ont été mesurés avec le même microscope FTIR que les cellules cancéreuses du poumon, avec le même grossissement et le même détecteur. L'ouverture confocale a été fixée à \(10\times 10\,\upmu \hbox {m}\) pour les dômes et pour les semi-capsules. La largeur de l'ouverture a été augmentée de concert avec L pour couvrir toute l'étendue spatiale de la demi-capsule. La résolution spectrale a été fixée à 4 \(\hbox {cm}^{-1}\). Un total de 64 scans ont été moyennés pour chaque échantillon et 512 pour le fond. Les spectres ont été collectés à partir de quatre à cinq répliques pour chaque configuration. La moyenne des spectres pour chacune des configurations a ensuite été calculée.

Les simulations ont été réalisées par la méthode de l'équation intégrale de surface (SIE)28. Il s'agit d'une méthode numérique puissante qui est fréquemment utilisée pour résoudre des problèmes électromagnétiques tridimensionnels. La méthode SIE résout les densités de courant de surface équivalentes à la surface de l'échantillon et réduit ainsi le nombre d'inconnues par rapport aux méthodes basées sur le volume (telles que FEM, FDTD ou VIEM)29. Il existe différentes formulations SIE pour des objets diélectriques homogènes. Dans notre code, nous utilisons la formulation tangentielle combinée (CTF). L'algorithme Multilevel Fast Multipole Algorithm (MLFMA)30 est utilisé pour améliorer encore l'efficacité de la solution SIE. L'efficacité d'extinction est calculée à partir du vecteur de solution SIE et du vecteur d'excitation31,32. Notre code a été validé par la solution analytique de Mie33 et a été utilisé pour la simulation de l'objet diélectrique homogène dans nos précédents travaux33.

En général, à la suite de l'étude des formes d'échantillons biologiques, il est évident qu'une cellule biologique peut ne pas ressembler à une sphère parfaite lorsqu'elle est déposée sur un substrat. Un exemple de carte de hauteur AFM, montrant la topographie d'une cellule de cancer du poumon, est illustré à la Fig. 2a. La figure montre que la forme de la cellule est plus proche d'un dôme que d'une sphère. La cellule cancéreuse du poumon adhère à la surface de la lame et la forme est donc déformée. Cela renforce notre hypothèse selon laquelle, dans de nombreux cas d'échantillons structurellement mous, les systèmes en forme de dôme sont de meilleurs systèmes modèles pour décrire les cellules biologiques. Une carte thermique de contour 2D (Fig. 2b) montre les mêmes informations que sur la Fig. 2a, mais la structure de la cellule en 2D est quantitativement mieux représentée. Un spectre infrarouge collecté à partir de la même cellule est illustré à la Fig. 2c, où les signatures de diffusion sont clairement présentes15,27. En revanche, sur la même figure, un spectre représentatif de cellules humaines (représenté par un spectre Matrigel15), dépourvu de caractéristiques de diffusion, est représenté en orange. Le spectre d'absorbance pure (ligne orange) correspond approximativement à ce que l'on s'attendrait à mesurer dans le cas où la cellule cancéreuse ne diffuse pas.

Propriétés d'une cellule de cancer du poumon. (a) Carte de hauteur AFM montrant sa topographie 3D, qui ressemble à un dôme. (b) Carte thermique de contour 2D montrant les mêmes informations que (a), mais en 2D, les informations en coupe transversale sont mises en évidence plus clairement. (c) Spectre infrarouge de la cellule du cancer du poumon15,27 (ligne bleue), contenant des contributions de diffusion de Mie, comparé à un spectre d'absorbance de Matrigel pur (ligne orange), approximativement représentatif d'une cellule humaine, dépourvue de toute contribution de diffusion de Mie .

Trois systèmes différents ont été étudiés, c'est-à-dire des dômes alignés (Fig. 1b), deux dômes avec une distance croissante (Fig. 1c) et des semi-capsules pour un allongement variable L (Fig. 1d). Les spectres de ces systèmes sont rapportés sur la figure 3a. Tous les spectres de la figure 3 sont la moyenne des spectres de systèmes identiques.

Nous commençons avec des dômes dans une rangée. Comme le montre la figure 1b, le nombre de dômes varie de un à cinq, où le dôme unique sert de système de référence (pas de voisins) et les dômes des rangées deux à cinq se touchent tous pour un couplage maximal entre les dômes. Dans chaque rangée, nous avons enregistré le spectre d'absorbance de l'un des dômes proches du centre de la rangée. Les spectres d'absorbance résultants sont présentés dans l'ensemble supérieur de la figure 3a. Nous observons que malgré la proximité des dômes, et indépendamment du nombre de dômes se touchant à la suite, l'effet des dômes voisins sur les spectres est négligeable. Les légères variations des signatures de diffusion, plus prononcées dans la région de 7500 à 5000 cm\(^{-1}\), ne sont pas systématiques.

( a ) Spectres d'absorbance infrarouge à partir d'échantillons de dômes et de dômes allongés. La moyenne de 4 à 5 répliques est indiquée pour chaque configuration. Dans toutes les situations, le matériau des dômes est OrmoComp24 et le rayon des dômes est \(10\,\mu\)m. L'ensemble supérieur montre les spectres d'absorbance pour les dômes d'affilée, d'un seul dôme (ligne rouge) à cinq dômes d'affilée (ligne bleue). L'ensemble du milieu montre des dômes avec une distance croissante \(d = [0, 5, 10, 20]\, \upmu \hbox {m}\) (respectivement de la ligne rouge à la ligne bleue). L'ensemble inférieur montre les spectres d'absorbance pour les dômes allongés, où l'allongement L = [0, 2,5, 5, 10, 15] \(\upmu \hbox {m}\) (b) Efficacité d'extinction pour un dôme allongé avec un indice de réfraction de 1,5 pour augmenter l'allongement L. Le rayon des embouts est R = \(10\,\upmu \hbox {m}\). Les lignes pointillées montrent \(Q_{\textrm{ext}}\) trouvé par les simulations électromagnétiques SIE pour les cas où L est augmenté de 0 à 3R. Les traits pleins montrent les approximations selon l'Eq. (A.16) où L est augmenté de 0 à 50R. La ligne pointillée rouge est l'approximation de \(Q_{\textrm{ext}}\) pour un demi-cylindre infiniment long (Eq. A.15). La ligne verte montre \(Q_{\textrm{ext}}\) pour une sphère de rayon \(10\,\upmu \hbox {m}\) et d'indice de réfraction de 1,5, calculé via la théorie exacte de Mie. La ligne verte est associée à l'axe supérieur (vert) des nombres d'ondes. (c) \(Q_{\textrm{ext}}\) simulé pour un système composé de dômes alignés (lignes pleines) et de dômes à distance croissante (lignes pointillées). La ligne noire est \(Q_{\textrm{ext}}\) pour un seul dôme. Le nombre de dômes varie de un (ligne rouge) à quatre (bleu). La région de nombre d'onde est réduite pour le réseau le plus long afin de réduire le temps de simulation. Pour les dômes avec une distance croissante, la distance d entre les deux dômes est augmentée de 0 à R. Pour les deux enquêtes, R est fixé à \(10\,\upmu \hbox {m}\) et l'indice de réfraction est de 1,5. Les lignes sont séparées horizontalement car elles ont un degré élevé de chevauchement. Seules de petites différences dans la structure d'ondulation sont observées entre les lignes.

La figure 3a montre les spectres d'absorbance de deux dômes de distance croissante (ensemble médian) comme le montre la figure 1c. Les mesures sont effectuées sur l'un des dômes de la paire. La figure 3a montre que les variations d'absorbance sont également négligeables pour ce système. La ligne rouge est l'absorbance pour toucher les dômes. Les autres lignes montrent l'absorbance pour une distance croissante d entre les dômes, jusqu'à \(d=2R\) (ligne bleue).

En examinant les semi-capsules, où L sur la Fig. 1d est progressivement augmenté de 0 à 1,5 R, nous voyons que la structure d'agitation est décalée vers des nombres d'onde inférieurs (ensemble inférieur sur la Fig. 3a). Le décalage vertical de l'absorbance observé dans ces spectres, comme décrit dans Méthodes, est causé par la taille changeante (augmentée de concert avec L) de l'ouverture numérique.

L'efficacité d'extinction \(Q_{ext}\) est liée à l'absorbance mesurée par Eq. (2). Comme mentionné ci-dessus, pour les systèmes spéciaux avec un haut degré de symétrie, l'efficacité d'extinction exacte peut être trouvée analytiquement à partir de la théorie électromagnétique, par exemple, la théorie de Mie34 dans le cas des sphères. Dans ce cas on néglige la présence de la lame de microscope. Cet effet sera étudié dans un article de suivi. Pour les sphères, on peut aussi trouver la solution analytique approchée (voir annexe A). Cependant, pour les systèmes non intégrables, où aucun résultat analytique exact ne peut être trouvé, seule l'approche approximative peut être adoptée pour la solution analytique. Nous pouvons également utiliser des approches numériques telles que SIE pour résoudre le problème de diffusion des systèmes non intégrables.

Puisqu'un dôme a une symétrie axiale mais n'a pas de symétrie sphérique, l'éclairage supérieur (le faisceau incident se propage dans la direction z négative, c'est-à-dire que le rayonnement incident pénètre dans la pointe du dôme vers la surface inférieure du dôme) peut être distingué du bas éclairage (le faisceau incident se propage dans la direction z positive, c'est-à-dire que le rayonnement incident pénètre à travers la surface inférieure du dôme vers la pointe du dôme). Nous avons vérifié numériquement que l'éclairage supérieur et inférieur donne le même \(Q_{\textrm{ext}}\), ce qui est garanti par le théorème de réciprocité optique35 (voir Fig. 4c).

La figure 3b montre la solution analytique de Mie en vert, ainsi que le \(Q_{\textrm{ext}}\) approximatif pour les dômes allongés selon l'équation. (A.16) en traits pleins, et simulations numériques pour \(Q_{\textrm{ext}}\) pour des dômes allongés en traits pointillés. Notez que la solution analytique de Mie correspond à l'axe des x vert supérieur. Pour les dômes, les allongements varient de aucun allongement (\(L=0\), traits bleus) à \(L=\) [ 2.5, 5, 10, 15, 30 ] \(\upmu \hbox {m}\ ) , où l'allongement le plus long correspond aux lignes rouges. Le rayon des dômes est fixé à R=\(10\,\upmu \hbox {m}\), et l'indice de réfraction à 1,5, qui est approximativement l'indice de réfraction du bleu OrmoComp24 si l'absorption n'est pas prise en compte. En simulant une particule non absorbante, nous isolons l'effet de diffusion sur \(Q_{\textrm{ext}}\). La première chose que nous remarquons sur la Fig. 3b est que les ondulations dans \(Q_{\textrm{ext}}\) coïncident pour les calculs numériques (lignes pointillées) et la formule d'approximation (lignes pleines).

En plus de l'approximation de \(Q_{\textrm{ext}}\) pour un dôme allongé avec un allongement semi-cylindrique \(L=500\,\upmu \hbox {m}\) (trait plein rouge foncé), La figure 3b montre \(Q_{\textrm{ext}}\) pour un demi-cylindre (Eq. A.15) sous la forme d'une ligne rouge foncé en pointillés. Il est évident que pour L croissant, le résultat \(Q_{ext}\) se rapproche de celui d'un demi-cylindre. Les calculs numériques de \(Q_{\textrm{ext}}\) présentent la même tendance que le \(Q_{\textrm{ext}}\ approximé), mais un allongement de \(L=500\,\upmu \ hbox {m}\) est trop grand pour effectuer des calculs numériques.

Les simulations numériques sont faites pour un champ incident qui est polarisé de telle sorte que le champ électrique soit perpendiculaire à l'axe allongé du demi-cylindre. Comme il ressort de la figure, l'allongement provoque l'affaiblissement des ondulations. En effet, les modes de galerie de chuchotement sont les plus forts dans la direction perpendiculaire au champ électrique, qui est l'axe d'allongement. Cependant, lorsque \(L>0\), ces modes de galerie chuchotants disparaissent car les formes déformées ne supportent pas les ondes stationnaires le long de la frontière. Ceci est corroboré par les résultats rapportés dans la référence20. Pour la polarisation du champ électrique parallèle à l'axe allongé, voir l'annexe B.

D'après la figure 3b, il est en outre évident que les ondulations dans le Qext approximatif et le Qext numérique coïncident également avec les solutions de Mie complètes lorsque l'on corrige le facteur 2 de longueur de trajet réduite des rayons infrarouges traversant un dôme par rapport à la longueur de trajet nécessaire pour traverser une sphère. Le but de montrer cela est de démontrer la relation entre Qext pour une sphère pleine et un dôme. Nous notons que dans le cas de la dispersion, une mise à l'échelle due à la dépendance à la longueur d'onde de l'indice de réfraction serait également nécessaire. Le modèle ME-EMSC, cependant, ne nécessite pas de connaissance préalable de la mise à l'échelle et ajuste automatiquement la mise à l'échelle des ondulations et de la dispersion. Par conséquent, les résultats confirment l'applicabilité de l'approximation de van-de-Hulst pour la correction des spectres obtenus à partir de diffuseurs en forme de dôme.

Bien que beaucoup plus faible, la Fig. 3b montre que les ondulations du dôme numérique \(Q_{\textrm{ext}}\) (ligne bleue pointillée) s'alignent avec les ondulations de la sphère \(Q_{\textrm{ext }}\) (ligne verte). Ceci est compris sur la base du fait que la discontinuité de l'indice de réfraction à la surface inférieure du dôme, c'est-à-dire la transition abrupte de \(n=1,5\) à l'intérieur du dôme à \(n=1\ ) à l'extérieur du dôme, agit comme un miroir imparfait capable de compléter les résonances du dôme en résonances sphériques via leur image miroir. Ainsi, toute résonance dans la sphère avec une symétrie haut/bas est également une résonance de dôme. Le contraste réduit des ondulations du dôme par rapport aux ondulations de la sphère est également compris, puisque le miroir de la surface inférieure du dôme est imparfait (c'est-à-dire qu'en dehors de la réflexion, il permet également une transmission significative), les résonances du dôme peuvent facilement s'échapper du volume du dôme à travers la surface du miroir, et ainsi entraîner une proéminence considérablement réduite des ondulations du dôme. En raison de la fuite de rayonnement à travers la surface inférieure du dôme, un dôme peut également être considéré comme un résonateur diélectrique qui fuit. Toute fuite dans un résonateur réduit le facteur de qualité du résonateur, ce qui entraîne un élargissement des résonances. Ce mécanisme explique pourquoi les ondulations du dôme observées sont non seulement plus petites en hauteur, mais aussi beaucoup plus larges que les ondulations de la sphère correspondante.

Nous avons également effectué des simulations numériques de \(Q_{ext}\) pour toucher des dômes en ligne (Fig. 1b). Les résultats de ces simulations sont présentés sur la figure 3c sous forme de lignes pleines. Il est évident que le changement de \(Q_{ext}\) pour les différents systèmes est faible. Il en va de même pour deux dômes à distance croissante (Fig. 1c), dont \(Q_{ext}\) est tracé sur la Fig. 3c sous forme de lignes en pointillés. La distance d entre les dômes varie d'environ aucune distance (\(d=0,04\,\upmu \hbox {m}\)) à \(d=R=\) \(10\,\upmu \hbox {m }\). \(Q_{ext}\) n'est pratiquement pas affecté. Ces résultats corroborent ce qui est rapporté dans les références33,36, qui montre que les mêmes conclusions peuvent être tirées pour de petits agrégats de sphères, à la fois en contact et séparées. La référence 33 montre également que pour un agrégat de sphères de rayons différents, l'efficacité d'extinction prend la moyenne de toutes les sphères individuellement. On peut supposer que la même conclusion vaut pour les hémisphères.

Dans l'annexe C, les résultats d'études numériques similaires sont rapportés pour des systèmes bidimensionnels constitués de diffuseurs en forme de demi-disque et de diffuseurs en forme de demi-stade. Ces systèmes sont équivalents à des systèmes tridimensionnels invariants dans la troisième dimension (par exemple, des demi-cylindres infiniment longs). Les simulations montrent la même tendance que les résultats tridimensionnels, c'est-à-dire que l'effet des diffuseurs voisins est négligeable mais que le passage d'un demi-disque à un demi-stade produit un déplacement des ondulations dans l'efficacité d'extinction.

Dans la section précédente, nous avons souligné que le théorème de réciprocité optique35 exige seulement que \(Q_{\textrm{ext}}\) soit invariant par rapport à l'éclairage inférieur et supérieur (comme le montre la Fig. 4c), mais est silencieux sur la forme des distributions de champ électrique interne du diffuseur dans ces deux cas. En effet, l'éclairage inférieur produit une distribution d'intensité de champ électrique différente de l'éclairage supérieur. Des simulations ont été réalisées avec un éclairage supérieur et inférieur, pour un dôme avec \(R=10\,\mu\)m. Un indice de réfraction complexe a été utilisé pour démontrer que l'invariance de \(Q_{\textrm{ext}}\) est également valable pour les matériaux absorbants. L'indice de réfraction a été fixé à PMMA37, car l'indice de réfraction d'OrmoComp reste inconnu. À la suite de nos simulations numériques détaillées, la figure 4a montre la distribution de l'intensité du champ électrique pour un dôme utilisant un éclairage supérieur, tandis que la figure 4b montre la distribution de l'intensité du champ électrique pour le même dôme mais avec un éclairage inférieur. On obtient des distributions de champ électrique complètement différentes dans ces deux cas. En fait, alors que l'éclairage du haut donne une distribution d'intensité sous forme de bandes horizontales (Fig. 4a), l'éclairage du bas donne une distribution d'intensité sous la forme d'un mode de galerie de chuchotement18 (Fig. 4b). Les modes de galerie de murmures ont été identifiés auparavant comme l'origine des ondulations dans le \(Q_{\textrm{ext}}\) des sphères (voir les caractéristiques nettes dans \(Q_{\textrm{ext}}\) illustrées à la Fig. .3b). Comme expliqué dans la section précédente, et puisque les modes de galerie de chuchotement sont symétriques haut/bas, nous devrions nous attendre à ce qu'ils se produisent également dans les dômes, car le miroir imparfait de la surface inférieure peut compléter l'arc de galerie de chuchotement illustré à la Fig. 4b en un mode complet de galerie de chuchotements d'une sphère et expliquez les ondulations et leurs positions aux mêmes endroits que les ondulations de la sphère dans le cas des dômes. La surprise est que dans le cas des dômes la morphologie des fonctions d'onde de résonance correspondantes dépend de la direction d'éclairage. La distribution différente du champ électrique dans les diffuseurs en forme de dôme (et d'autres diffuseurs de forme irrégulière) peut avoir des conséquences importantes pour la spectroscopie infrarouge, puisque, comme le montre la Fig. 4, différentes régions internes du diffuseur sont irradiées avec des intensités différentes en fonction du sommet vs. éclairage inférieur. Par exemple, en considérant une cellule sous la forme d'un dôme emboîté, l'éclairage du bas sonderait préférentiellement la paroi cellulaire, tandis que l'éclairage du haut co-sonderait préférentiellement le volume interne de la cellule. Ainsi, un degré modeste de chimie cellulaire spatialement résolu pourrait être obtenu. Bien que ces différences, en raison du théorème de réciprocité optique, ne puissent pas être observées dans \(Q_{\textrm{ext}}\), elles pourraient être observées si, en plus du rayonnement infrarouge transmis, le rayonnement diffusé est également mesuré. Cela se fait en partie avec l'ouverture numérique des microscopes infrarouges. Nous n'avons pas encore effectué d'expériences sur l'éclairage supérieur par rapport à l'éclairage inférieur, mais nos simulations SIE détaillées (soutenues par des simulations VIEM préliminaires indépendantes) sont assez claires sur les différentes distributions de champ interne (voir Fig. 4) et le correspondant. différentes signatures de diffusion.

Les conclusions que nous avons tirées dans le cas des dômes peuvent être confirmées explicitement dans le cas d'un empilement de films à deux couches absorbantes. Dans ce cas, des expressions analytiques de forme fermée peuvent être obtenues pour toutes les quantités pertinentes, telles que les efficacités d'extinction, de diffusion et d'absorption, c'est-à-dire \(Q_{\textrm{ext}}\), \(Q_{\textrm{scat} }\) et \(Q_{\textrm{abs}}\), respectivement. Les formules confirment la réciprocité optique35 en obtenant analytiquement le même \(Q_{\textrm{ext}}\), même dans le cas absorbant. Ils montrent également que la distribution du champ électrique interne est différente dans les deux films pour l'éclairage supérieur et inférieur, ce qui, dans le cas de l'empilement de films absorbants, peut être calculé explicitement et analytiquement.

Nous avons également effectué des simulations numériques supplémentaires avec des demi-cylindres et des semi-capsules confirmant que, bien que \(Q_{\textrm{ext}}\) soit invariant, l'éclairage du haut par rapport au bas de ces systèmes produit également une intensité de champ électrique interne différente. distributions pour l'éclairage du haut par rapport au bas.

Dans le contexte de l'éclairage du haut par rapport au bas, on peut s'interroger sur l'incidence oblique. Nous n'avons pas étudié cette situation plus avant, mais il est fort probable que les mêmes effets se produiront. Cependant, dans le cas d'une incidence oblique, la polarisation du faisceau incident est importante et les conditions réciproques doivent être soigneusement définies. Alors que même dans le cas d'une incidence oblique, on s'attend toujours à ce que \(Q_{\textrm{ext}}\) soit invariant, nous nous attendons à ce que la distribution interne du champ électrique soit à nouveau différente. Ce sont des questions difficiles mais importantes qui feront l'objet de recherches ultérieures.

Distribution du champ électrique \(|E|^2\) à l'intérieur et à l'extérieur d'un dôme avec \(n=1,5\) et \(R=10\,\mu\)m à \(2374\,\textrm{cm }^{-1}\). (a) Éclairage supérieur. L'intensité du champ électrique interne a la forme de bandes horizontales. (b) Éclairage inférieur. L'intensité du champ électrique interne se manifeste sous la forme d'un mode de galerie de chuchotements. Ainsi, bien que \(Q_{\textrm{ext}}\) soit le même pour les deux directions d'éclairage, les distributions de champ électrique correspondantes à l'intérieur du dôme sont très différentes pour l'éclairage supérieur et inférieur. (c) Efficacité d'extinction pour un dôme absorbant, avec éclairage supérieur et inférieur. L'indice de réfraction du dôme est réglé sur PMMA, comme présenté en37. L'efficacité d'extinction est identique pour l'éclairage supérieur et inférieur.

Afin d'estimer et de supprimer les signatures de diffusion d'échantillons biologiques sphériques, l'algorithme ME-EMSC15 est considéré comme l'état de l'art. L'algorithme est basé sur un méta-modèle qui utilise l'approximation de van-de-Hulst à \(Q_{ext}\) pour une sphère. Plusieurs solutions plausibles pour \(Q_{ext}\) sont calculées, qui sont ensuite compressées en un certain nombre de vecteurs de base. Les vecteurs de base sont utilisés pour reconstruire le spectre d'absorbance mesuré. Comme indiqué dans cet article, les échantillons biologiques sont rarement parfaitement sphériques et peuvent se rapprocher, par exemple, de dômes ou de semi-capsules. Il est donc important de savoir si le \(Q_{ext}\) d'une semi-capsule existe dans le sous-espace des vecteurs de base couverts par les solutions de sphère qui sont utilisées dans le méta-modèle. Bien qu'il soit clair que le \(Q_{ext}\) d'un hémisphère existe dans ce sous-espace, puisque les solutions pour les approximations de van-de-Hulst sont identiques pour une sphère et un hémisphère (en ajustant la différence de chemin optique effectif longueur), ce n'est pas le cas pour une demi-capsule où \(L>0\).

Pour répondre à cette question, nous considérons une demi-capsule absorbante dont l'indice de réfraction est représenté sur la figure 5a. La partie réelle de l'indice de réfraction est représentée en bleu et la partie imaginaire en orange. L'indice de réfraction est établi en simulant les lignes de Lorentz pour la partie imaginaire et en utilisant les relations de Kramers-Kronig pour calculer la partie réelle fluctuante de l'indice de réfraction. Un décalage constant de 1,5 pour la partie réelle est utilisé. Un indice de réfraction simulé est utilisé de telle sorte que les propriétés d'absorption du matériau peuvent être modifiées. L'efficacité d'extinction pour une semi-capsule \(Q_{\textrm{ext}}^ \mathrm{semi-capsule}\) avec \(R =10\,\upmu \hbox {m}\) et \(L = 10\,\upmu \hbox {m}\) est représenté par la ligne rouge en pointillés sur la figure 5b. L'équation (A.12) est utilisée pour calculer la demi-capsule \(Q_{\textrm{ext}}^ \mathrm{semi-capsule}\).

100 efficacités d'extinction \(Q_{\textrm{ext}}^{\textrm{sphere}}\) pour les sphères absorbantes ont ensuite été calculées, selon l'Eq. (A.2). L'indice de réfraction complexe était le même que pour la semi-capsule, seulement que le décalage constant pour la partie réelle variait entre 1,3 et 1,7. Les rayons des sphères variaient de \(R = 5\,\upmu \hbox {m}\) à \(R = 10\,\upmu \hbox {m}\). De plus, les courbes sont compressées par PCA en un nombre \(n_{\textrm{comp}}\) de composantes principales, \(p_i\), comme dans le méta-modèle ME-EMSC15.

Afin de trouver si \(Q_{\textrm{ext}}^ \mathrm{semi-capsule}\) peut être exprimé en termes de \(p_i\), \(Q_{\textrm{ext}}^ \ mathrm{semi-capsule}\) a été projeté sur l'espace couvert par \(p_i\). Le \(Q_{\textrm{ext}}^ {\mathrm{semi-capsule}, r}\) reconstruit est affiché avec le \(Q_{\textrm{ext}}^ \mathrm{semi-capsule} \) sur la figure 5b. Les \(Q_{\textrm{ext}}^{\mathrm{semi-capsule}, r}\) reconstruites sont établies avec un nombre différent de composantes principales \(n_{\textrm{comp}}\), et sont montré dans différentes nuances de bleu. Le \(Q_{\textrm{ext}}^{\mathrm{semi-capsule}}\) original est affiché en rouge pointillé. Il est évident que pour un petit nombre de composantes principales (\(n_{\textrm{comp}} = 5\)), la reconstruction comporte une erreur relativement importante. En augmentant le nombre de composants principaux, la reconstruction s'améliore. Pour \(n_{\textrm{comp}} = 12\), la reconstruction est presque parfaite. Pour des L plus longs, un nombre croissant de composants principaux est généralement nécessaire pour obtenir une reconstruction satisfaisante (résultats non présentés). Cependant, pour \(n_{\textrm{comp}} > 9\), la reconstruction est également satisfaisante pour les allongements longs.

Dans le ME-EMSC, le nombre de composants principaux utilisés dans le modèle de sous-espace est une variable qui doit être définie par l'utilisateur. La valeur par défaut est basée sur la variance expliquée et est généralement de 7. Nos résultats montrent que pour les échantillons non sphériques, on s'attend à ce que le modèle décrive toujours \(Q_{\textrm{ext}}\) pour les sphères déformées. Cependant, une augmentation du nombre de composants dans le modèle pourrait être nécessaire. Dans cette analyse, nous montrons que le modèle sphère-sous-espace utilisé dans le ME-EMSC contient également la solution pour un dôme allongé. Nous concluons donc que le ME-EMSC est également valable pour les systèmes allongés en forme de dôme, qui est un modèle plus représentatif d'une cellule biologique.

Pour démontrer que le \(p_i\) ne peut pas reconstruire \(Q_{\textrm{ext}}^{\mathrm{semi-capsule}}\) calculé à partir d'un indice de réfraction complexe arbitraire, une chimie légèrement différente a été simulée et utilisée comme entrée pour \(Q_{\textrm{ext}}^{\mathrm{semi-capsule}}\). La différence par rapport à l'indice de réfraction complexe d'origine est que certaines positions de pic ont été déplacées selon : 1500 \(\hbox {cm}^{-1}\) \(\rightarrow\) 1520 \(\hbox {cm}^{- 1}\), 2010 \(\hbox {cm}^{-1}\) \(\rightarrow\) 1950 \(\hbox {cm}^{-1}\), 3000 \(\hbox {cm} ^{-1}\) \(\rightarrow\) 3500 \(\hbox {cm}^{-1}\), 5400 \(\hbox {cm}^{-1}\) \(\rightarrow\) 5350 \(\hbox {cm}^{-1}\). Lors de la reconstruction du nouveau \(Q_{\textrm{ext}}^{\mathrm{semi-capsule}}\) avec le \(p_i\) d'avant, les pics décalés ne peuvent pas être récupérés avec précision. La figure 5c montre le \(Q_{\textrm{ext}}^{\mathrm{semi-capsule}, r}\) reconstruit dans les tons de bleu avec le nouveau \(Q_{\textrm{ext}}^{\ mathrm{semi-capsule}}\) en rouge pointillé. Il est évident que les spectres reconstruits ne parviennent pas à décrire les pics décalés.

(a) L'indice de réfraction utilisé dans les calculs de \(Q_{\textrm{ext}}\), où la partie réelle \(n_r\) est représentée en bleu et la partie imaginaire n est représentée en orange. (b) \(Q_{\textrm{ext}}^{\mathrm{semi-capsule}}\) (ligne pointillée rouge) est reconstruit à partir d'un nombre de vecteurs de base \(n_{comp}\). Les lignes bleues montrent différents \(Q_{\textrm{ext}}^{\mathrm{semi-capsule,r}}\) reconstruits, avec un nombre différent de vecteurs de base utilisés. (c) Lorsque la chimie (déterminée par l'indice de réfraction) utilisée pour calculer les 100 courbes \(Q_{\textrm{ext}}^{\textrm{sphere}}\) est modifiée, la reconstruction \(Q_{\textrm {ext}}^{\mathrm{semi-capsule,r}}\) échoue au niveau des bandes d'absorption.

En évaluant l'image AFM d'une cellule de cancer du poumon (voir Fig. 2a), nous observons que sa forme est plus conforme à un dôme qu'à une sphère. Semblable aux cellules du cancer du poumon, cette morphologie est généralement attendue pour de nombreuses cellules biologiques structurellement instables lorsqu'elles sont déposées sur des lames de microscope. Comme le montre la figure 2c, nous observons toujours de fortes caractéristiques de diffusion à partir de tels systèmes en forme de dôme. Ceci est corroboré par nos investigations numériques, qui montrent de fortes signatures de diffusion de Mie provenant de systèmes en forme de dôme. En fait, sans tenir compte des ondulations, nous nous attendons à ce que les dômes présentent exactement la même structure d'ondulation que les sphères parfaites lors de la correction de la différence de longueur de chemin optique effective (c'est-à-dire une mise à l'échelle de facteur 2 de \(\rho\)). Pour augmenter L, nous observons que les dômes allongés présentent une structure ondulée très similaire aux sphères, avec un déplacement progressif vers des nombres d'onde inférieurs.

De plus, nous n'observons aucune différence significative dans les signatures de diffusion des dômes isolés par rapport aux réseaux de dômes. Les mesures (Fig. 3a) des échantillons imprimés en 3D (Fig. 1) indiquent que l'effet du couplage entre les scatteres est négligeable. La structure d'ondulation est pratiquement inchangée, tandis que des différences mineures peuvent être observées dans la structure d'ondulation. Nous avons démontré que cette conclusion est valable aussi bien pour nos simulations numériques que pour nos mesures. Ces résultats sont cohérents avec les résultats rapportés dans la Ref.33 sur les réseaux de sphères.

Cet article contribue à une meilleure compréhension des problèmes de diffusion avec des implications importantes pour les modèles utilisés pour corriger la diffusion dans ces systèmes. En spectroscopie infrarouge, l'algorithme ME-EMSC est la méthode de prétraitement de pointe utilisée pour éliminer les signatures de diffusion de Mie des spectres de cellules et de tissus biologiques, récupérant ainsi les spectres d'absorbance pure correspondants15. L'algorithme utilise un méta-modèle basé sur l'approximation de van-de-Hulst pour la diffusion sur une sphère afin de modéliser les caractéristiques de diffusion dans les spectres d'absorbance mesurés. Sur la base des résultats rapportés dans cet article, nous concluons qu'un modèle qui suppose que le diffuseur est une sphère parfaite est également applicable aux systèmes en forme de dôme et de semi-capsule. Cela a été démontré par des considérations théoriques, prouvant que la théorie derrière le modèle ME-EMSC est applicable aux systèmes à dôme et semi-capsule. En outre, étant donné que les effets de couplage entre les systèmes de plusieurs sphères et dômes sont négligeables, le modèle ME-EMSC est également applicable aux cellules biologiques en réseaux.

Lors du rapport des spectres d'absorbance, la direction de l'éclairage (c'est-à-dire l'éclairage du haut par rapport au bas) des échantillons biologiques en microspectroscopie infrarouge n'est généralement pas spécifiée dans la littérature. Et, en effet, le théorème de réciprocité optique35 garantit qu'en ce qui concerne \(Q_{\textrm{ext}}\), l'inversion de la direction d'éclairage donne les mêmes résultats. Cependant, la détermination de \(Q_{\textrm{ext}}\) nécessite que seule la lumière diffusée vers l'avant soit enregistrée dans le détecteur infrarouge. Pour tout détecteur réaliste, cependant, cela ne peut pas être réalisé, car, en raison de l'ouverture numérique (NA) du détecteur, le rayonnement diffusé est toujours enregistré avec le rayonnement dans la direction vers l'avant. C'est un problème majeur, car le rayonnement diffusé dépend de la direction d'éclairage. Ainsi, pour tout détecteur réaliste, l'absorbance mesurée pour deux directions conjuguées (par exemple, éclairage supérieur et inférieur) du rayonnement incident sera différente. Les spectroscopistes doivent être conscients de ce problème, et il doit être correctement pris en compte dans les algorithmes de correction de dispersion. Ce sera une orientation importante pour les travaux futurs.

Les ensembles de données générés et/ou analysés au cours de l'étude actuelle sont disponibles sur demande auprès de l'auteur correspondant dans le référentiel Zenodo au sein de la communauté BioSpec Norway ; https://doi.org/10.5281/zenodo.7228232.

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Ce travail a été soutenu par la subvention "Combining spectral and image information in the analysis of hyperspectral imaging data"-No: 289518, financée par le Research Council of Norway. AB remercie Philippe Paliard (Microlight3D) pour les discussions fructueuses sur le découpage en microstructure. Les mesures des spectres d'absorbance des échantillons imprimés en 3D ont été prises en charge par SOLEIL (projet n° 20200795), le synchrotron national français. Les calculs ont été effectués sur des ressources fournies par Sigma2 - l'infrastructure nationale pour le calcul haute performance et le stockage de données en Norvège via la subvention n° : NN9294K.

Ces auteurs ont contribué à parts égales : Johanne Heitmann Solheim et Maren Anna Brandsrud

Faculté des sciences et de la technologie, Université norvégienne des sciences de la vie, 1430, Aas, Norvège

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

Laboratoire de Chimie de l’ENS de Lyon, French National Centre for Scientific Research (CNRS), 69364, Lyon, France

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Synchrotron SOLEIL, L’Orme des Merisiers, Saint-Aubin-BP48, Gif-sur-Yvette CEDEX, France

Ferenc Borondics

École de pharmacie et de bio-ingénierie, Centre de cancérologie, Hôpitaux universitaires de North Midlands, Université Keele, Stoke on Trent, ST4 6QG, Royaume-Uni

Josep Sulé-Suso

Département de physique, Université Wesleyan, Middletown, CT, États-Unis

Reinhold Bluemel

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JHS, MAB et AK ont développé ensemble l'idée initiale. Les auteurs JHS, MAB, RB et AK ont développé le concept de l'article. RB et AK ont supervisé la recherche. BK a réalisé les simulations et analysé les données, assisté de RB, JHS et MAB L'impression 3D a été réalisée par AB assisté de GM Les mesures FTIR des échantillons imprimés en 3D ont été réalisées par FB et AB Les mesures du cancer du poumon cellule ont été réalisées par JSSJHS, MAB et SL étaient les principaux auteurs de l'article avec des contributions des autres auteurs.

Correspondance avec Maren Anna Brandsrud.

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Réimpressions et autorisations

Solheim, JH, Brandsrud, MA, Kong, B. et al. Dômes et semi-capsules comme systèmes modèles pour la microspectroscopie infrarouge de cellules biologiques. Sci Rep 13, 3165 (2023). https://doi.org/10.1038/s41598-023-30130-z

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Reçu : 13 juin 2022

Accepté : 16 février 2023

Publié: 23 février 2023

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

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