2.3 Estimation des distances inter-particules
2.3.3 Ajustement de la fonction de projection sur les données expérimentales
Nous obtenons les courbes noires de la figure 2.18 en utilisant la distribution d’angles
Dθ(l, ˜l) = (2π)(˜l/l)2. Les centres des distributions s, pour les trois géométries différentes,
sont à 7 nm, 13 nm et 17.5 nm avec un écart type de ±1 nm, ±2 nm, ±3 nm. Le choix déterministe de la fonction de projection angulaire introduit donc une erreur de l’ordre de 1 nm et 0.5 nm, respectivement, pour le centre des distributions et les écarts types. Il est important d’observer que les estimations de s correspondent aux distances attendues pour les échafaudages organiques utilisés. La longueur des doubles brin d’ADN de 50 pb et 30 pb est, respectivement, de 16.5 et 10 nm et la largeur de la double hélice est environ de 2 nm. Pour apprécier la distance totale entre les particules, nous devons prendre en compte la longueur du brin d’ADN, la longueur des groupements trithiolés et la couche de PEG qui est de l’ordre de 2 nm [63]. Les valeurs des distances, estimées par les ajustements des distributions de la figure 2.18, sont proches des longueurs maximales des différents éléments organiques impliqués dans les trois géométries puisqu’elles atteignent 6 nm, 14 nm et 20.5 nm. Il est donc probable que les charges négatives à la surface des NPsAu et de l’hélice d’ADN tendent à étirer la structure, en particulier pour les échantillons des distributions (b) et (c). Pour l’échantillon représenté par la distribution (a), il est même possible que l’hybridation ne se fasse pas sur toute la longueur du brin ; ce qui justifierait
une estimation de s plus élevée expérimentalement que celle attendue en sommant les différents éléments organiques impliqués.
Il est important de noter que pour maximiser la rigidité de l’ADN, la solution tampon utilisée pour les mesures de cryo-EM contient une quantité de charges plus faible (<1mM) que dans des études précédemment publiées sur la topologie d’échantillons or-ADN [50, 61, 52] (environ 1 mM de NaCl). A ces concentrations de sel, les températures de fusion des séquences de 30 bp et 50 bp sont respectivement de 44 et 55◦C (ces valeurs ont été estimées en utilisant le logiciel Vector NTI de Invitrogen), ce qui indique que nos échantillons restent stables à température ambiante. Surtout, la concentration de NaCl va fortement influer sur les distances inter-particules de NPsAu liées par ADN [50, 71]. Pour des concentrations de NaCl plus grandes que 300 mM, les mesures des distances sont plus courtes que celles attendues lorsque l’ADN est étiré. Cependant, pour de faibles forces ioniques (50 mM NaCl), les groupements sont étirés par les interactions électrostatiques avec un espacement cohérent avec l’échafaudage d’ADN utilisé [71]. Ceci conforte donc l’hypothèse que, dans nos échantillons pauvres en cations N a+, les dimères de NPsAu chargées négativement sont étirés et rigidifiés par des forces électrostatiques répulsives.
2.4
Conclusion
Dans ce chapitre nous avons vu qu’il était possible de purifier des nano-particules d’or de 36 nm de diamètre préférentiellement attachées avec un seul brin d’ADN d’une lon- gueur inférieure à 10 nm. La synthèse des dimères de nanoparticules d’or avec différentes longueurs de brins d’ADN est réalisée avec une grande pureté. On estime la distance inter-particule à partir d’images de cryo-EM en prenant en compte la distribution de dia- mètre des nanoparticules d’or et l’orientation du dimère par rapport à l’axe du faisceau d’électrons. Les mesures de distance sont en bon accord avec la longueur du brin d’ADN et la taille des groupements terminaux thiolés. Les dimères sont observés en géométrie étirée dans une solution tampon de faible force ionique.
La possibilité de fabriquer des groupements avec de larges particules espacées d’une courte distance va nous permettre d’étudier les phénomènes de couplage plasmonique dans des dimères uniques par microscopie confocale en champ sombre. Nous verrons ainsi qu’il est possible de faire varier la réponse optique des dimères en modifiant leurs paramètres géométriques (chapitre 3). Le fait de n’avoir qu’un brin d’ADN nous permettra surtout d’ajouter une molécule fluorescente au centre des dimères (chapitres 4.5, 5) : il nous sera ainsi possible de fabriquer à grande échelle des antennes optiques alimentées par un unique émetteur quantique.
CHAPITRE
3
Spectroscopie de diffusion d’antennes uniques assemblées sur ADN
Table des matières
3.1 Méthodes . . . . 59 3.1.1 Préparation des échantillons en chambre micro-fluidique . . . . 59 3.1.2 Dispositif expérimental . . . 60 3.2 Résultats . . . . 63 3.2.1 Mesures des spectres de résonance . . . 63 3.2.2 Analyse statistique des spectres de diffusion et corrélation avec
leur morphologie . . . 64 3.2.3 Comparaison entre les mesures expérimentales et des distribu-
tions théoriques . . . 67 3.3 Conclusion . . . . 69
D
ans ce chapitre, nous souhaitons étudier comment la variation de l’échafaudage d’ADNdans les dimères modifie leurs résonances plasmons. Comme les nanoparticules d’or ont un spectre d’extinction qui dépend de leur taille et de leur forme (qui peuvent varier d’un dimère à l’autre d’après les mesures en cryo-EM), des mesures optiques d’ensembles vont être dominées par des phénomènes d’élargissement inhomogènes. C’est pourquoi nous allons étudier des dimères individuels pour analyser l’évolution de leurs propriétés optiques en fonction de la longueur et la forme de l’hélice d’ADN qui les compose.Nous présentons des mesures de spectres de diffusion de dimères de NPsAu de 36 nm de diamètre en microscopie confocale à champ sombre [51, 34, 61, 72, 52]. Nous verrons ainsi la corrélation entre la réduction de la distance entre les particules observées en cryo- EM et l’augmentation du couplage plasmon. Une étude statistique des distributions des fréquences de résonance est comparée à des calculs par la théorie de Mie généralisée, afin d’analyser l’influence de la rigidité de l’ADN sur les propriétés optiques des dimères. Nous avons vu dans le chapitre précédent que les dimères de particules d’or sont sensibles aux forces ioniques élevées, aux effets de séchage et aux interactions avec le substrat. Pour minimiser ces effets, les suspensions de groupements de particules sont étudiées dans l’eau.
Comme discuté dans le chapitre introductif, les nanoparticules d’or ont une interac- tion résonnante avec la lumière visible. Lorsqu’elles sont éclairées par une onde lumineuse proche de leur résonance plasmon, la polarisabilité diverge, ce qui conduit à une augmenta- tion de la section efficace de diffusion. Parmi les modes multipolaires pouvant être induits dans une nanoparticule, le mode dipolaire est celui qui se couple le plus efficacement avec le champ lointain. Par conséquent, il est directement mesurable à l’aide d’un microscope confocal classique à champ sombre pour des particules d’or de diamètre supérieur à 30 nm. Pour des NPsAu plus petites, la section efficace d’absorption domine et il faut utiliser des méthodes interférométriques [73, 74] ou photothermiques [75] pour les étudier et les imager.
Lorsque deux particules sphériques sont très proches l’une de l’autre (distance bord-à- bord inférieure à leurs rayons), un couplage multipolaire de leur résonances plasmons a lieu en champ proche. En champ lointain, deux modes dipolaires dominent le rayonne- ment d’un dimère : les modes longitudinal et transverse. Néanmoins, le mode longitudinal domine nettement la diffusion d’un dimère et c’est lui que l’on observera essentiellement en champ sombre. La force du couplage en champ proche, qui dépend de la distance entre les particules, se traduit alors par un décalage spectral de la longueur d’onde de résonance vers le rouge (basses énergies). Il est donc possible d’étudier la force de couplage en champ
3.1. Méthodes 59
proche des modes plasmons entre deux particules par des mesures de spectre de diffusion en champ lointain.