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5.4.8. Equação de Stokes ou “Creeping Motion” 211 5.4.9. Teoremas Integrais em Escoamento de Stokes ou “Creeping Motion” 211 5.4.10 Presença de Singularidades ou Funções de Green 216 6. Conclusão e Perspectivas 219 Apêndice 1 223 Apêndice 2 241 Referências 253 x
Capítulo 1 Introdução A incorporação de lasers na microscopia óptica nessas duas últimas décadas tem colaborado consideravelmente para as mais modernas pesquisas nas áreas de Biomedicina com propósitos de manipulação, medidas, diagnóstico, microanálise e construção de imagens. Dentre as várias utilizações de lasers nessas áreas, destaca‐se o trabalho pioneiro de Ashkin e colaboradores. Em 1986, eles demonstraram o uso de um instrumento, denominado pinça óptica, baseado na transferência de momento de fótons para capturar partículas dielétricas [1]. Embora essa ferramenta não tenha sido primeiramente desenvolvida para aplicações biológicas, logo ficou claro que essa seria a sua principal área de aplicação. Já no seu próximo artigo [2], Ashkin aplicou a pinça óptica na captura e manipulação de partículas biológicas com tamanhos variando de décimos a centenas de micra. Inicialmente, Ashkin utilizou um laser de argônio operando em λ = 514 nm, porém, devido ao alto coeficiente de absorção de radiação no comprimento de onda visível, esse causava danos aos organismos vivos levando‐os à 1
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potência (W) comprimento de onda (
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2.5 Sistema Experimental de Pinça
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maior no centro, o que é equivalen
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perderiam esse sincronismo nas volt
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2.5.2 Monocromador Nos experimentos
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sinal Raman. A solução encontrada
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Tornamos o nosso micro‐Raman conf
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Capítulo 3 Teoria Óptica Eletroma
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que está embebido. Descobrimos, ap
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particularmente, nos artigos de Pau
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i t 1. Partindo de um campo elétri
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Com o intuito de facilitar os cálc
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obtendo o produto escalar de r c
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E b [ A ( , ) Z ( ka) e A ( , ) Z (
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m m 1 m 1jn( xg ) nTM M jn( Mx) dn
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e agora temos que se ∫ m ψ nm =
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tempo dentro de uma esfera devido
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Estendendo essa analogia entre a ó
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m′ m′ ∗ −k ∗ ∗ dPn′
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π 0 m n m n′ m n m n′ 2 dP dP
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∫ * * 1 * * { } 2 2 i Fi = Re
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n+ 1 n′ + 1 ( i) ( i) [ an n bn n
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+ {( ) 1 ρ [ ]} k cosϕ n i Hsϕ =
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2 E0 2 ∞ 2π F = ε ∑ Re {(2n+
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partículas capturadas pela pinça
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3.2.1 Aproximação da Integral Loc
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2 ∂ ρ 2 ∂ ρ ∇⋅ E=−∇
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Vamos procurar, portanto, soluçõe
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Ex = iωψ e , E y = 0 e E z = 0 (3
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Nesse ponto, economizamos páginas
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k ρ+ k ρ 2 2 2 2 0 − ∞ 2 2 m
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A expansão dos campos espalhados
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probabilidade de colisão. Além di
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Neste caso, tanto o campo elétrico
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para o caso de um feixe focalizado
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à polarização do laser, enquanto
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Intensidade (a.u.) perpendicular pa
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J1(kr)/kr, com um máximo central s
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Capítulo 4 Aplicações de Pinça
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espectroscopias que detectam os ní
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4.1.2 Objetivos e Desafios do Traba
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vistos como transições entre nív
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emite fótons no infravermelho. O q
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ásicos de óptica, monocromador e
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oxigênio, que ativa as plaquetas p
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Intensidade (a.u.) 450 500 550 600
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diferenciais ( 0) k a = 0 , i a t
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choque Processos multifótons são
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Dependendo do grau desses processos
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sinal coletado pela mesma objetiva
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4.7 Aplicações e Resultados de Lu
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varredura, entretanto, seria bem le
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demarcar os contornos. Por outro la
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vantagens para reconstrução de im
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Hiper Rayleigh, por também serem u
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Capítulo 5 Óptica geométrica, Hi
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fato é que, mantendo as mesmas con
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Para realizar os somatórios, escre
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partícula e v = 0 para o fluido n
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A potência do laser foi medida com
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Tanto a forma bicôncava quanto a d
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do fundo da câmara de Neubauer, cu
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Nesse ponto vale a pena ressaltar u
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que pode ser escrita como W WL µ L
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Image Pro‐Plus. Mantivemos a hem
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Usando o tempo de retorno medido e
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parede porosa caem nessa categoria.
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Nossos resultados mostraram que as
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Para tanto coletamos 5 bolsas de do
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viscosidade do plasma era 1.61 cP,
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para esferas F = 6πµ av , onde a
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5.4.2 Equações de Continuidade Pa
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π 22 π 11 π 22 π 12 π 21 π 21
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5.4.7. Equação de Navier‐Stokes
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1 ∂σ j ij = 0⇒∂j[ −pδ ij
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128. Então, F(λ1) < F(C) < F(λ2)
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de onde percebemos que a velocidade
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Capítulo 6 Conclusão e Perspectiv
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validade dos modelos empregados no
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Apêndice 1 223
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∂m( δmk∂k)( e j∂j) −∂m(
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ik iεω H = ∑ − AnmNnm − B
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7. Cálculo de Q pr Vamos agora cal
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⎧ τn n+ 1 iρ n+ 1 −iρ n iρ
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2π 2π 2 2 F → e = senθcos ϕ e
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( 2n + 1) ∞ ∞ 4π 2 * 2 π 2 nn
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( µω) n′+ 1 n+ 1 iρ { ( ) ( )
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e agora por último, 2 E0 2 ∞ 4π
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Apêndice 2 241
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iii = 1 ; soma = 0 ; , True , iii +
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H∗ programa para o feixe gaussian
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T@n_, m_, p_D@ϕo_, λ_D := Hbn@n,
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an@n_D := Han@nD = Hmn f2@n, xaD f1
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251
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Referências 1 Ashkin, J. Dziedzic,
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20 Tese de Doutorado de Gaston Este
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43 J. X. Cheng, A. Volkmer, X. S. X
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63 H. Felgner, O. Müller, M. Schli
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properties of stored red blood cell
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