Les domaines d'application classiques de la microscopie acoustique sont la microélectronique, la métallurgie ou la microscopie biomédicale. Les échelles de temps caractéristiques de l'acoustique picoseconde vont alors de la picoseconde à la nanoseconde et les dimensions caractéristiques du nanomètre au micromètre. Délai après délai, la dynamique de la réponse optique de l'échantillon à la perturbation induite par la pompe est finalement obtenue avec une résolution temporelle inférieure à la seconde.
33] En procédant de la même manière qu'en microscopie acoustique, l'imagerie acoustique picoseconde de structures submicrométriques est possible. Cela permettra d'étudier la détection en fonction de la couleur du laser utilisé et de l'épaisseur des cellules, ainsi que l'interprétation et la compréhension des résultats expérimentaux.
Un contexte biologique
La morphologie cellulaire ainsi que les échelles de taille cellulaire typiques seront discutées. Ensuite, l’étude de la biomécanique et de l’adhésion cellulaire sera abordée dans la deuxième partie de ce chapitre. Un contact focal est une connexion d'ancrage stable de la cellule sur un substrat non cellulaire.
Des changements dans les propriétés mécaniques de la cellule peuvent être la preuve d'un cycle cellulaire perturbé. Cette détérioration de l'adhérence semble être liée à la perte de surface de contact cellule-substrat. [91].
Adaptation et performances du dispositif expérimental pour l’étude du vivant…
Ensuite, la décroissance lente continue est la signature optique de la relaxation thermique dans l'échantillon. Le principe de détection des phénomènes acoustiques se propageant dans un matériau opaque est illustré à la figure 2-1(a). La vitesse d'acquisition et le rapport signal sur bruit de détection sont alors améliorés.
Les deux autres principes de vérification expérimentale sont liés à la mesure de la fréquence Brillouin. Il est possible de faire varier la longueur d'onde de la sonde laser en agissant sur la fente de l'oscillateur laser.
Acoustique picoseconde dans une cellule végétale : un milieu acoustique semi-
Un décalage d'interface de 5 nm est simulé en fonction de la résistance R et de la source acoustique dans la cellule sur la figure 3-4. Nous abordons maintenant la détection optique de l'élévation thermique et de la propagation acoustique générée par l'impulsion de la pompe laser et détectée par l'impulsion de la sonde. La solution de l'équation (3.20) décrit la propagation d'un champ optique homogène dans la cellule, c'est-à-dire l'apport de la détection sans diffraction optique.
Une solution spéciale de l'équation (3.21) permet d'obtenir une expression analytique de la contribution optique réfractée par la perturbation. Le champ optique homogène est sensible au déplacement de l'interface et le champ optique diffracté dans la cellule est à l'origine de la détection acousto-optique. 3.24). Les rayons notés ri et ti, i = 1,2, correspondent aux rayons perturbés par la variation de la permittivité diélectrique de la cellule.
Cette évaluation est réalisée en mesurant en acoustique picoseconde la vitesse acoustique de l'eau pure dans des conditions expérimentales proches de celles d'une captation dans une cellule d'oignon. A partir de la vitesse de la première mesure, la température initiale de l'eau pure est estimée à 18 ±1°C. Tout d’abord, le plus gros élément de la cellule de l’oignon, sa vacuole, est étudié.
Les résultats de l'étude sur la reproductibilité de la mesure acoustique picoseconde dans la vacuole d'une cellule d'oignon sont présentés à la figure 3-15. Cette phase est déterminée par le coefficient de réflexion optique de l'interface cellule/substrat, le caractère optiquement transparent de la vacuole de la cellule d'oignon et la phase de la distorsion acoustique. Encore une fois, la phase et l'atténuation ne semblaient pas dépendre de la variété d'oignon inspectée.
Un autre élément de la cellule de l’oignon bien visible au microscope optique est sa paroi cellulaire. Si cette continuité n'est pas assurée, alors il n'y a pas de propagation acoustique dans la membrane cellulaire.
Acoustique picoseconde dans une cellule animale : une couche mince
La mesure est prise dans la cellule de la figure 4-2(a), le long de la ligne blanche. Le changement d'épaisseur de cellule est alors centré autour de zéro et l'amplitude du signal est essentiellement fonction de la croissance thermique du titane. Ce signal basse fréquence provoque une forte pente entre les sauts d'amplitude de variation d'épaisseur de cellule.
Le signal temporel de variation d'épaisseur de cellule a alors une forme sinusoïdale. 4.2.3.4) Vers une solution du problème inverse avec détection optique dans une plaque transparente. Il n'est alors pas possible de faire la distinction entre les valeurs d'épaisseur et de vitesse acoustique.
Il y a alors plusieurs oscillations Brillouin pendant le temps de vol acoustique pour traverser la cellule. Le coefficient acousto-optique permet de pondérer la contribution des oscillations Brillouin dans la cellule par rapport à la détection du mouvement des interfaces. Sur la figure (a) rien n'est ajouté, sur les figures (b) et (d) le RGD est présent à la surface du titane, sur les figures (c) et (d) la BMP-2 stimule le cytosquelette de la cellule.
Enfin, l’effet de l’attachement cellulaire sur les propriétés mécaniques cellulaires est inconnu. Le signal avec des symboles clairsemés dans l'image (a) est la somme des signaux avec des symboles clairsemés dans l'image (b). La figure (a) montre à nouveau la simulation de détection expérimentale dans la cellule (a) de la figure 4-11 (étoiles solides) et la simulation de détection.
Le signal simulé de la détection expérimentale lorsque la cellule est dans des conditions in vitro sur la figure (a) est la somme des signaux simulés avec des symboles creux sur la figure (b). Le graphique du haut de la figure (b) montre uniquement la détection optique dans la cellule lorsque la cellule est dans des conditions in vitro, des symboles creux et lorsque la cellule est fixée, c'est-à-dire la simulation illustrée à la figure 4-12(a), symboles carrés.
Conclusion générale
Annexes à la modélisation du problème de la cellule végétale
Les solutions de l'équation (A.1), prenant en compte les directions de propagation dans chaque milieu, ont la forme. Dans la cellule, le seul terme solution de l’équation du deuxième membre liée à la diffusion thermique est son expression. Les expressions des constantes d'intégration décrivant la solution spécifique de l'équation des ondes (A.1) par rapport à la diffusion thermique sont similaires ; leurs apports sont donc similaires, mais pondérés par les propriétés thermiques et mécaniques des milieux auxquels ils correspondent.
De la même manière, l'expression (A.7), décrivant la solution singulière liée au terme source de la pénétration optique dans l'équation d'onde (A.1) du substrat, a une expression similaire à la solution singulière décrivant la source . terme de diffusion thermique dans un même milieu. L'expression du champ électrique total dans un milieu dont la permittivité diélectrique est perturbée au premier ordre au point z' est obtenue dans le texte principal de la section 3.2.3.1. A.11). Le déplacement mécanique de l'interface par la perturbation acoustique est pris en compte, celui-ci se situe à z=0+u(0,ω)=u0.
L'expression (A.16) n'est alors qu'une fonction d'une inconnue que l'on veut déterminer, N1h, qui décrit l'amplitude du champ réfléchi sur l'interface cellule/substrat. De plus, le problème optique homogène et le problème optique courbé sont ensuite divisés, et finalement l'expression (A.16) est simplifiée comme suit. En injectant ensuite la relation (A.17) dans l'expression (A.18), on obtient finalement une relation qui relie les quatre rayons optiques diffusés.
Cette relation permet d'obtenir l'expression finale du champ électrique diffracté de premier ordre dans un milieu semi-infini non magnétique et transparent par une perturbation de premier ordre de la permittivité diélectrique. Il suffit d'appliquer la relation (A.20) à l'expression du champ électrique rétrograde de la relation (A.11) en considérant la relation de réflexion (A.17). Si l'on insère l'expression de la distorsion acoustique dans la cellule dans l'expression (3.16) décrivant la perturbation de la constante diélectrique en fonction de la perturbation acoustique, on obtient l'expression de la détection optique de la perturbation acoustique.
Détails des calculs pour la résolution du code à deux interfaces
Les solutions des équations générales sont déterminées par les conditions aux limites aux interfaces. L'expression de chaque terme est finalement obtenue en divisant le numérateur correspondant par celui du dénominateur acoustique.
Vers une résolution analytique de la détection optique dans le problème bi-interfaces
Les champs magnétiques correspondant à chaque champ électrique sont déterminés à l'aide de la relation de Maxwell, équation (A.12), puis du système formé par les conditions de continuité des champs électrique et magnétique aux deux interfaces. Il reste ensuite à inverser la matrice [A] puis à établir la relation entre les termes intégraux, telle qu'obtenue dans l'équation (A.19).
Paramètres physiques mesurés dans les cellules trouvés dans la bibliographie .- 160 -
Bell: On the production of sound by radiant energy, Proceeding of the Philosophical Magazine and Journal of Science, XI. Maris: Reflection of high-frequency acoustic phonon from solid-liquid interfaces studied by picosecond ultrasonics, Physica B. Perrin: Generation and detection of quasi-transverse waves in an anisotropic crystal by picosecond ultrasonics, In Proceedings of the WCU, Paris.
Ravaine: Optoacoustic response of a single submicron gold particle revealed by the picosecond ultrasound technique, Appl. Audoin: Intrinsic geometric scattering probed by picosecond optoacoustics in a cylindrical cavity: Application to acoustic and optical characterizations of a single micron carbon fiber, Appl. Gauthier: Sound speed and absorption measurements under high pressure using picosecond ultrasound in a diamond anvil cell: application to the stability study of AIPdMn, Phys.
Devos: Refractive index, speed of sound, and thickness of transparent thin films from multiple picosecond ultrasonic angles, Scientific Instruments Review. Ruoslahti: Cell-binding activity of fibronectin can be duplicated by synthetic small molecule fragments, Nature E. Stockes: Recent advances in electron imaging, image interpretation and applications: environmental scanning electron microscopy Philosophical Transactions of the Royal Society London.
Emery : Haute sensibilité à la longueur d'onde laser de la réponse ultrasonore picoseconde dans des films minces transparents, Phys. Gusev : Profilage en profondeur des inhomogénéités élastiques dans des matériaux nanoporeux transparents à faible k par interférométrie ultrasonique picoseconde, Appl. Dehoux : Génération et détection par couplage élasto-optique tridimensionnel de champs acoustiques picosecondes coudés, Thèse de doctorat, Université de Bordeaux 1, Commande n°.
