陳雪松，杜文娟*，樓志浪，湯東亮

1 湘潭大學(xué)物理與光電工程學(xué)院，湖南 湘潭 411105；

2 湖南大學(xué)物理與微電子科學(xué)學(xué)院微納光電器件及應(yīng)用教育部重點實驗室，低維結(jié)構(gòu)物理與器件湖南省重點實驗室，湖南 長沙 410082

1 引 言

傳統(tǒng)光學(xué)顯微鏡的空間分辨率受限于衍射極限λ/(2NA)(λ為波長，NA為光學(xué)顯微系統(tǒng)物鏡數(shù)值孔徑)，可見光范圍內(nèi)橫向分辨率約為200 nm～300 nm，難以實現(xiàn)對百納米甚至十納米量級的微納結(jié)構(gòu)或細(xì)胞樣本的清晰成像。如何提高空間分辨率至100 nm 以下甚至分子尺度、實現(xiàn)高對比度的超分辨顯微成像成為了光學(xué)顯微成像技術(shù)的主要研究方向之一[1-4]。超分辨成像方法分為近場成像方法和遠(yuǎn)場成像方法。其中近場成像方法以近場掃描光學(xué)顯微 鏡(near-field scanning optical microscope，NSOM)[5]最為典型，其利用亞波長尺寸孔徑在近場照明樣品實現(xiàn)高頻倏逝波的激發(fā)和探測，從而突破衍射極限實現(xiàn)超衍射成像，橫向空間分辨率約為50 nm～100 nm。然而近場激發(fā)照明的弊端在于探針位于樣品表面百納米范圍內(nèi)，可探測的樣品深度范圍極為有限，探針尖端易受損影響成像質(zhì)量，且掃描成像方式無法實現(xiàn)實時寬場成像[6]。遠(yuǎn)場超分辨成像方法以熒光顯微成像技術(shù)最為典型。近年來，研究人員已經(jīng)提出了一系列突破衍射極限分辨率限制的超分辨熒光顯微成像技術(shù)。例如，全內(nèi)反射熒光顯微成 像(total internal reflection fluorescent microscope，TIRFM)[7-8]、共聚焦掃描顯微成像(confocal laser scanning microscope，CLSM)[9-10]、受激輻射損耗顯微 鏡 (stimulated emission depletion microscopy，STED)[3,11-12]、單分子定位顯微鏡(singlemolecule localization microscopy，SMLM)[2,13]、光敏定位顯微術(shù)(photoactivated localization microscopy，PALM)[2,14]、隨機(jī)光學(xué)重建顯微術(shù)(stochastic optical reconstruction microscopy，STORM)[13]、結(jié)構(gòu)光照明顯微術(shù)(structured illumination microscopy，SIM)[15-16]，以及等離激元結(jié)構(gòu)照明顯微技術(shù)(plasmonic structured illumination microscopy，PSIM)[17-18]等，上述技術(shù)可將熒光顯微技術(shù)的空間分辨率提高至納米量級[6]。然而超分辨熒光顯微技術(shù)過分依賴于熒光染劑，且熒光標(biāo)記樣本過程中存在耗時、滅活、染色不均、光漂白、短波長高強(qiáng)度激發(fā)光易損傷樣本等多個問題，制約了熒光顯微技術(shù)的應(yīng)用場合。更重要的是，當(dāng)樣本為無法染色的微納結(jié)構(gòu)材料、集成芯片等非生物樣品或排異的活體生物樣品時，超分辨熒光顯微技術(shù)不再適用[6]。CLSM 雖可以應(yīng)用于以上樣本，但其掃描機(jī)制使得探測范圍受限于聚焦區(qū)域，不利于實時寬場成像[6]。因此急需開展普適性更強(qiáng)、無需熒光標(biāo)記、寬場型遠(yuǎn)場超分辨顯微成像手段研究。

近年來，頻譜平移原理成像研究的興起，使得無熒光標(biāo)記的遠(yuǎn)場超分辨顯微成像成為可能。傳統(tǒng)離軸照明顯微成像方法如SIM 成像[15-16]、傅里葉疊層顯微成像(Fourier ptychography microscopy，F(xiàn)PM)[19]、暗場顯微成像等，是利用傳輸波離軸照明方法使得成像光的高頻分量進(jìn)入成像系統(tǒng)收集范圍內(nèi)，其空間分辨率受限于最大入射角度的取值，無法將衍射極限以外的高頻空間信息移動到遠(yuǎn)場成像系統(tǒng)的通帶范圍內(nèi)，造成結(jié)構(gòu)的細(xì)節(jié)信息丟失?；陬l譜平移原理實現(xiàn)超分辨成像的思路是利用高頻倏逝波代替?zhèn)鬏敳ㄕ彰鳂颖荆捎谫渴挪ǖ臋M向空間波矢kx遠(yuǎn)大于傳輸波的最大橫向波矢k0，因此當(dāng)其照明樣品時，成像系統(tǒng)截止頻率以外更多的高頻信息被搬移至成像系統(tǒng)通帶內(nèi)參與成像，等效地拓展了成像系統(tǒng)通帶從而顯著提升顯微成像分辨率，實現(xiàn)對物體高頻信息的收集?；陬l移超分辨原理，研究人員相繼提出一系列倏逝波激發(fā)方法用于無熒光標(biāo)記的遠(yuǎn)場超分辨顯微成像技術(shù)中。2013 年，劉旭教授團(tuán)隊利用通入激光的緊貼樣品表層的一維納米光纖激發(fā)倏逝波照明雙狹縫樣本，實現(xiàn)中心間距為225 nm 的雙縫無標(biāo)記超分辨成像[20]。同年浙江大學(xué)劉旭教授團(tuán)隊再次提出利用棱鏡的全內(nèi)反射在棱鏡表面激發(fā)倏逝波照明雙狹縫樣本[21]，橫向分辨率達(dá)到λ/2.5。該種照明方式能夠?qū)崿F(xiàn)寬場顯微成像要求，但分辨率受限于棱鏡介質(zhì)材料限制，較難實現(xiàn)橫向分辨率進(jìn)一步提升。2017 年，浙江大學(xué)楊青教授團(tuán)隊提出一種緊貼在TiO2等高折射率波導(dǎo)表面的環(huán)形半導(dǎo)體納米線作為照明光源，通過激光照射環(huán)形納米線實驗實現(xiàn)了對中心距為140 nm (～λ/3.7，λ=520 nm)的雙縫樣本的超分辨放大成像，橫向分辨率約為傳統(tǒng)顯微鏡橫向分辨率極限的1.9 倍[22]。2021 年，西安電子科技大學(xué)王曉蕊教授團(tuán)隊提出了一種以微球折射、反射、散射出的倏逝波作為照明光源的超分辨遠(yuǎn)場成像系統(tǒng)，實現(xiàn)了對線寬180 nm、周期300 nm 藍(lán)光光盤線條的成像，橫向分辨率達(dá)到λ/1.68[23]?，F(xiàn)有的以上三種方法都屬于局域照明方式，雖然提高了橫向分辨率，但是其產(chǎn)生的倏逝波激發(fā)效率有限，空間頻譜不夠純凈，受限于基底介質(zhì)材料的折射率，其橫向分辨率提高能力有限。另外，近些年隨著光學(xué)超構(gòu)表面的發(fā)展，為亞波長尺度對光場的振幅、相位及偏振調(diào)控提供了有效的手段[24-29]。利用超構(gòu)透鏡組實現(xiàn)超振蕩聚焦為遠(yuǎn)場超分辨提供了一條嶄新的途徑?；诔袷幍娘@微器件設(shè)計被提出，其能在遠(yuǎn)場實現(xiàn)任意小的焦斑分布，但隨著焦斑尺寸的減小，焦斑能量明顯降低，同時伴隨著高強(qiáng)度旁瓣的出現(xiàn)，從而使視場角大幅減小[28]，雖然可通過共聚焦顯微鏡利用點光源照明，點探測器收集的方法進(jìn)行補(bǔ)償，但這將導(dǎo)致其結(jié)構(gòu)復(fù)雜、工作效率低等缺點。

表面等離激元(Surface plasmon，SP)是指電磁波與金屬自由電子耦合振蕩，從而形成束縛在金屬表面的一種特殊的表面電磁波模式，具有倏逝波的縱向指數(shù)衰減特性。在光頻段，SP 能激發(fā)比自由空間光子更大的高頻波矢共振，其作為照明光時為無標(biāo)記遠(yuǎn)場超衍射成像提供一種新思路。2004 年，中國科學(xué)院光電技術(shù)研究所羅先剛團(tuán)隊發(fā)現(xiàn)了納米金屬狹縫膜層中的“異常楊氏雙縫干涉效應(yīng)(extraordinary Young’s interferences，EYI)”，即金屬薄膜上干涉條紋的周期可以縮短到小于真空波長的四分之一，首次從實驗上證明了SP 的短波長效應(yīng)[30-33]，并利用其實現(xiàn)超衍射成像光刻[30-31,34-36]。基于該原理，2015 年，該團(tuán)隊實現(xiàn)了在365 nm 波長下，單次曝光成像光刻分辨力突破22 nm 節(jié)點，為傳統(tǒng)衍射極限的1/8[37]。相比SP 光場僅局域在金屬/介質(zhì)界面的問題，一種由交替堆疊的金屬/介質(zhì)薄膜組成的特殊結(jié)構(gòu)材料展現(xiàn)出其獨特優(yōu)勢。研究發(fā)現(xiàn)，這種金屬/介質(zhì)多層膜結(jié)構(gòu)不僅具有雙曲色散特性[38]，還具有特殊的光學(xué)性能，其支持交替堆疊的金屬/介質(zhì)膜層之間的SP 模式相互耦合成在自由空間中表現(xiàn)為高頻倏逝波的BPP 模式，在HMM 中實現(xiàn)超衍射傳輸，同時抑制在自由空間中為低頻傳輸波模式電磁波成分[39-42]，該特性廣泛應(yīng)用于光刻[43-44]和顯微[45-46]成像中。

本文提出利用雙曲色散超材 料(hyperbolic metamaterials，HMM)的“低頻阻斷，高頻導(dǎo)通”的空間頻率帶通濾波特性[39-40,47]，加載亞波長光柵，激發(fā)高頻體等離激元(bulk plasmon polariton，BPP)照明場。其橫向波矢為2.66k0，大于基底及波導(dǎo)材料所能提供的倏逝波波矢。當(dāng)該BPP 場照明雙縫樣本時，橫向分辨率達(dá)到λ/5.32。通過進(jìn)一步改進(jìn)雙曲色散超材料及激發(fā)光柵，能夠?qū)崿F(xiàn)3.86k0的BPP 場激發(fā)，分辨率可提高至λ/7.82。該方法將在生物醫(yī)學(xué)、芯片工業(yè)、材料科學(xué)等領(lǐng)域具有潛在的應(yīng)用。

2 激發(fā)高頻BPP 模式的光頻雙曲超材料結(jié)構(gòu)設(shè)計

在顯微成像的過程中，照明物體激發(fā)出散射光，其中攜帶有樣本的高頻空間結(jié)構(gòu)信息。遠(yuǎn)場收集到的參與成像的散射光和物體空間結(jié)構(gòu)信息之間的關(guān)系可利用埃德瓦爾反射球模型[48]近似解釋，其表達(dá)為物體散射勢在照明波矢下的傅里葉空間頻譜與一個低通函數(shù)的乘積，其中低通函數(shù)為1 的取值范圍為|ks|

圖1 BPP 照明移頻超分辨成像示意圖。(a) 傳統(tǒng)照明下傅里葉分量探測范圍示意圖，其中kc 與分別為傳統(tǒng)顯微成像中照明光與散射光的橫向波矢；(b) BPP 照明下傅里葉分量探測范圍示意圖，其中keva 與 分別為BPP 照明下照明光與散射光的橫向波矢；(c) 最高可探測傅里葉分量的擴(kuò)展(從紅色實線到綠色實線)，頻譜平移原理示意圖；(d) BPP 照明顯微成像示意圖Fig.1 Schematic diagram of frequency shift super-resolution imaging under BPP illumination.(a) Schematic diagram of fourier component detection range under conventional illumination，kc and are transverse wave vectors of illuminating and scattered light,respectively,under conventional illumination;(b) Schematic diagram of fourier component detection range under BPP illumination,keva and are transverse wave vectors of illuminating and scattered light,respectively,under BPP illumination;(c) Extension of the highest detectable fourier component (from red solid line to green solid line),schematic diagram of frequency shift effect;(d) Schematic of BPP illumination

BPP 激發(fā)結(jié)構(gòu)設(shè)計如圖2(a)所示，其中HMM由10 層20 nm 厚的Ag 膜和9 層50 nm 厚的SiO2膜交替堆疊而成，亞波長光柵選取周期為170 nm，厚度為40 nm，占空比為1:1 的Ag 光柵。在532 nm 波長下，Ag 和SiO2的介電常數(shù)分別為-10.18+0.83i、2.13[49]。本節(jié)內(nèi)容將利用嚴(yán)格耦合波分析方法(rigorous coupled wave analysis，RCWA)詳細(xì)分析BPP 激發(fā)結(jié)構(gòu)的濾波特性。當(dāng)一個TM 偏振光照射金屬-介質(zhì)多層膜時，如圖2(b)黑線所示，此時OTF 呈現(xiàn)一個窗口為[-3.12k0，-1.46k0]、[1.46k0，3.12k0]的空間頻譜帶通濾波通帶，意味著滿足該范圍的高頻波矢能夠在HMM 中傳播，而TE 偏振光入射時如圖2(b)紅線所示，此時整體透過率近似為0。當(dāng)加載亞波長納米激發(fā)光柵后，在TM 波照射下將激發(fā)多個級次衍射子波，其橫向波矢可由光柵公式?jīng)Q定，表達(dá)為

圖2 BPP 激發(fā)結(jié)構(gòu)。(a) BPP 激發(fā)結(jié)構(gòu)示意圖；(b) TM 與TE 偏振下Ag/SiO2 多層膜OTF；(c) -1、0 與+1 級次的OTF；(d)不同衍射級次的OTF 比值Fig.2 BPP structure.(a) Schematic of the BPP structure;(b) OTF of Ag/SiO2 multilayers in TM and TE polarization;(c) OTF for -1、0 and +1 orders;(d) The ratio of OTF for different diffraction orders

其中：m為衍射子波級次，且

正入射時，-1、0、+1 級次橫向波矢分別為-3.12k0、0k0、3.12k0，位于通帶外，無法傳播至出射界面；當(dāng)增大入射角度時提供一個更大的橫向波矢量kinc，使得-1 級次移入通帶內(nèi)，同時0 級次和+1 級次仍在通帶外，從而濾出純凈的-1 級次。圖2(c)展示了在不同角度入射下-1、0、+1 級次的OTF，可以看出在0°至90°范圍內(nèi)，-1 級次能夠被選用耦合進(jìn)HMM，而其他級次相對受到抑制。49°時其他級次也被耦合進(jìn)HMM 中，如圖2(d)，這是源于0 級次波矢約為1.1k0，在HMM 的OTF 中該波矢位置存在一個局域的SP 模式，因此為保證-1 級次波矢濾出純凈，選擇可用入射角度為3°到90°。

針對已定的HMM 結(jié)構(gòu)，能夠激發(fā)特定波矢BPP 光場的光柵周期及入射角度選取不唯一，其設(shè)計規(guī)律通過對OTF 的計算來發(fā)現(xiàn)。根據(jù)光柵公式，角度改變將影響kinc的取值，而光柵周期直接決定kg的大小。通過選取不同入射角度、光柵周期，共同實現(xiàn)特定波矢BPP 的激發(fā)，其中圖3(a)中黑色虛線區(qū)域為光頻濾波通帶，而在圖3(b)、3(c)相同區(qū)域OTF 大多取值接近0。為保證濾出的BPP 場的均勻，將在黑色虛線區(qū)域中選取同時滿足-1 級次的OTF 較高和0、+1 級次較低的位置。以2.66k0的BPP 為例，如圖3(a)～(c)中紅點所示，選取kinc=0.46，對應(yīng)入射角度為18°，kg=3.12，對應(yīng)光柵周期為170 nm，此時-1級次分別是0 級次與+1級次的102和105倍(圖3(d))，從而可得HMM 實現(xiàn)了濾出-1 級次的衍射子波。

圖3 (a)～(c) 分別為針對不同激發(fā)光柵波矢kg 和照明光橫向波矢kinc，-1 級次、0 級次以及+1 級次的OTF；(d) 光柵周期為170 nm，入射角度為18°，-1、0 與+1 級次的OTFFig.3 (a)～(c) The OTF of -1,0,and +1 orders for for different kinc and kg,respectively;(d) The OTF of-1,0,and +1 orders with 170 nm pitch grating at the incident angle of 18 degree

BPP 照明橫向波矢與其縱向穿透深度(Lp)一一對應(yīng)，其對應(yīng)關(guān)系可由穿透深度公式所得，如下所示:

因此，激發(fā)BPP 照明場后可通過測量穿透深度驗證其波矢純凈度。在前文提到的結(jié)構(gòu)設(shè)計下，圖4(a)中展示了入射角為18°、46°和60°時截面光強(qiáng)分布，根據(jù)光柵公式得到濾出的-1 級次BPP 橫向波矢分別為2.66k0、2.08k0和1.86k0。取出射界面之后的歸一化光強(qiáng)截圖如圖4(b)，可知BPP 場強(qiáng)在HMM出射界面沿著z軸方向呈指數(shù)衰減。由于BPP 的穿透深度定義為光強(qiáng)衰減到初始強(qiáng)度的1/e時的縱向距離，測量圖4(b)中三個角度的穿透深度分別為17.2 nm、23.5 nm 和26.9 nm，這與三個角度對應(yīng)橫向波矢的穿透深度恰好一致，因此也說明上述三個角度，BPP 場中的空間頻率純凈。

圖4 (a) 入射角為18°、46°和60°時截面光強(qiáng)分布，其中虛線為出射界面；(b) 在18°、46°和60°入射角度下BPP 照明光強(qiáng)衰減曲線及穿透深度Fig.4 (a) The optical intensity distributions in the x-z plane when incidence angles are 18°,46° and 60°,respectively;(b) The corresponding intensity decay curves away from the illumination surface in (a)

3 照明成像結(jié)果與分析

以雙縫物體為例，借助時域有限差分方法(finitedifference time-domain，F(xiàn)DTD)，圖5 顯示了一個Cr膜上的雙縫結(jié)構(gòu)在BPP 照明下遠(yuǎn)場成像的建模過程與結(jié)果。雙縫結(jié)構(gòu)中心距為100 nm，單縫寬為50 nm，物鏡NA=0.85，照明波長為532 nm，根據(jù)衍射極限可知在傳統(tǒng)照明下物體無法被分辨。當(dāng)采用如圖2(a)的橫向波矢為2.66k0的BPP 照明時，圖5(a)展示了采用FDTD 方法建立模型的截面場強(qiáng)分布，BPP 模式在雙縫結(jié)構(gòu)處受到調(diào)制，向遠(yuǎn)場散射。導(dǎo)出FDTD 方法模型中的遠(yuǎn)場散射光的場分布，采用角譜衍射理論逆向計算遠(yuǎn)場成像如圖5(b)，可知此時在BPP 照明下該雙縫能夠被分辨。本文還對遠(yuǎn)場散射光場的頻譜分布進(jìn)行分析。如圖5(c)和5(d)所示，對于雙縫結(jié)構(gòu)的頻譜，傳統(tǒng)照明下遠(yuǎn)場可探測的散射光頻譜范圍在以原點為中心，NA/λ為半徑的區(qū)域，圖5(c)中虛線圈所示。BPP 照明下遠(yuǎn)場散射光場分布頻譜如圖5(d)，與雙峰結(jié)構(gòu)在中心為(kBPP/2π，0)、半徑為NA/λ范圍內(nèi)的頻譜分布一致。該結(jié)果證實了頻譜向BPP 波矢方向平移了一個kBPP的距離，產(chǎn)生了移頻效應(yīng)。

圖5 中心距100 nm 雙縫結(jié)構(gòu)在2.66k0 BPP 照明下的遠(yuǎn)場成像仿真過程與結(jié)果。(a) 采用FDTD 方法截面處監(jiān)視器記錄的BPP 結(jié)構(gòu)表面倏逝波被散射到遠(yuǎn)場的x-z 截面光強(qiáng)分布；(b) 中心距100 nm 雙縫結(jié)構(gòu)的遠(yuǎn)場成像光強(qiáng)分布；(c) 雙縫結(jié)構(gòu)的頻譜；(d) 遠(yuǎn)場探測到的雙縫結(jié)構(gòu)散射光頻譜Fig.5 Far-field imaging simulation processes and results for double-slit structure with center-to center distance of 100 nm under BPP illumination with 2.66k0.(a) The intensity distribution in the x-z plane in FDTD method;(b) Far-field imaging intensity for double-slit structure;(c) Spatial spectrum of double-slit structures;(d) Spatial spectrum of scattered light for double-slit structures in the far field

在2.66k0BPP 照明下，還分析了對不同中心距雙縫的成像效果。圖6 顯示了中心距在80 nm 至120 nm時雙縫結(jié)構(gòu)的成像對比度，圖6(b)顯示了90 nm 至110 nm 中心距的雙縫成像結(jié)果，根據(jù)瑞利準(zhǔn)則，在95 至110 nm 范圍內(nèi)BPP 都能分辨雙縫結(jié)構(gòu)，說明針對BPP 照明，每個橫向波矢對應(yīng)了一個能最佳分辨的中心距分辨區(qū)間。

圖6 (a) BPP 照明下不同雙縫中心距遠(yuǎn)場成像對比度；(b) 中心距90 nm～110 nm 的雙縫結(jié)構(gòu)遠(yuǎn)場成像場強(qiáng)歸一化Fig.6 (a) The contrast of far-field imaging for double-slit structure with different center-to-center distances illuminated by BPP;(b) The normalized optical intensity for double-slit structure with different center-to-center distances in far-field imaging

更高波矢的BPP 可通過進(jìn)一步改變HMM 結(jié)構(gòu)及激發(fā)光柵結(jié)構(gòu)參數(shù)。圖7 給出3.86k0的BPP 照明雙縫的結(jié)果。其中HMM 結(jié)構(gòu)為8 對Ag/SiO2多層膜，厚度為27 nm/15 nm，外加一層27 nm Ag 膜。其OTF 如圖7(a)，532 nm TM 波入射下濾波通帶為[-4.65k0，-2.15k0]和[2.15k0，4.65k0]。當(dāng)加載周期為187 nm 的激發(fā)光柵時，-1、0、+1 級次OTF 如圖7(b)所示，可知在該光柵周期下改變照明角度濾出+1 級次波矢。選取44°為入射角度時，+1 級次波矢為3.86k0。當(dāng)照明中心距為68 nm 雙縫結(jié)構(gòu)時，成像場強(qiáng)如圖7(c)，證明該更高橫向波矢的BPP 照明能夠顯著提高遠(yuǎn)場成像分辨力。相比其它基于移頻原理無標(biāo)記顯微成像技術(shù)，如表1 所示，證明由BPP 提供的更大的橫向波矢kBPP照明，能夠顯著提高遠(yuǎn)場橫向成像分辨力。

圖7 橫向波矢3.86k0 的BPP 照明超分辨成像。(a) TM 偏振入射HMM 的OTF；(b) -1、0 與+1 級次的OTF；(c) 中心距68 nm 雙縫結(jié)構(gòu)的遠(yuǎn)場成像光強(qiáng)分布Fig.7 Super-resolution imaging under BPP illumination with transverse wave vector 3.86k0.(a) OTF of Ag/SiO2 multilayers in TM polarization;(b) OTF for -1、0 and +1 orders;(c) Far-field imaging intensity for double-slit structure

表1 已被報道基于移頻原理的遠(yuǎn)場無標(biāo)記超分辨顯微成像技術(shù)主要參數(shù)Table 1 Main parameters reported based on frequency shift principle label-free far-field subdiffraction imaging techniques

4 結(jié) 論

本文首次提出利用基于HMM 的BPP 照明源的無標(biāo)記遠(yuǎn)場超分辨顯微成像方法。利用亞波長光柵激發(fā)衍射子波，結(jié)合HMM 的空間頻譜帶通濾波特性，設(shè)計結(jié)構(gòu)濾出-1 級次衍射子波，能夠?qū)崿F(xiàn)2.66k0的BPP 模式照明場，照明雙縫結(jié)構(gòu)物體，橫向分辨力提升至λ/5.32，當(dāng)改變結(jié)構(gòu)濾出+1 級次實現(xiàn)橫向波矢為3.86k0的BPP 照明場激發(fā)，可使橫向分辨力進(jìn)一步提升至λ/7.82。通過采用特殊設(shè)計的納米激發(fā)結(jié)構(gòu)結(jié)合HMM，可激發(fā)多個方向的BPP 照明場應(yīng)用于二維超分辨顯微成像。該方法具有無需標(biāo)記、實時成像且便于與傳統(tǒng)顯微鏡集成的優(yōu)勢，其將在生物醫(yī)學(xué)、芯片工業(yè)、材料科學(xué)等領(lǐng)域中具有潛在的應(yīng)用。