用于微激光器粒子的系统和方法
阅读说明：本技术 用于微激光器粒子的系统和方法 (System and method for micro-laser particles ) 是由 S·H·尹 于 2017-06-05 设计创作，主要内容包括：公开了光子粒子和在生物样品中使用粒子的方法。粒子被配置成当被例如泵浦源能量刺激时发射激光。粒子可包括：具有无机材料的增益介质、具有高折射率的光学腔体、和具有有机材料的涂层。粒子沿其最长轴可小于3微米。粒子可以彼此附着以形成例如双联体和三联体。可以通过在泵浦时将注入射束耦合到粒子中来注入锁定粒子,使得注入种子被放大以发展成激光振荡。显微镜系统可包括泵浦源、射束扫描仪、具有小于1纳米的分辨率和大于1千赫的采集速率的光谱仪、以及被配置成将激光器输出的光谱峰与宽带背景进行区分的光谱分析仪。(Photonic particles and methods of using particles in biological samples are disclosed. The particles are configured to emit laser light when stimulated by, for example, pump source energy. The particles may include: a gain medium with an inorganic material, an optical cavity with a high refractive index, and a coating with an organic material. The particles may be less than 3 microns along their longest axis. The particles may be attached to each other to form, for example, doublets and triplets. The particles can be injection locked by coupling an injection beam into the particles at the time of pumping, so that the injection seed is amplified to develop a laser oscillation. The microscope system may include a pump source, a beam scanner, a spectrometer having a resolution of less than 1 nanometer and an acquisition rate of greater than 1 kilohertz, and a spectrum analyzer configured to distinguish spectral peaks of the laser output from a broadband background.)
本申请是国际申请日为2017/06/05，国际申请号为PCT/US2017/035923，进入中国国家阶段的申请号为201780046509.1，题为“用于微激光器粒子的系统和方法”的发明专利申请的分案申请。
关联申请的交叉引用
本申请基于2016年6月3日提交的并且题为“激光微粒子(Laser Micro-Particles)”的美国临时专利申请序列号62/345,070，要求其优先权并且通过引用以其全文结合在此。上述临时专利申请中引用的参考文献同样通过引用结合于此。
关于联邦资助研究的说明
本发明是在国家科学基金会授予的ECCS-1505569和美国国立卫生研究院授予的DP1-DB024242下利用政府支持完成的。政府具有本发明中的特定权利。
技术领域
本文件涉及发明，该发明总体涉及可以嵌入、植入或注入诸如生物细胞和组织之类的样品中的微型激光器，并且更具体地，涉及由有机和无机材料制成的光学可激发的激光器粒子，以及激光器粒子的制造、功能化、递送和成像，以及它们作为用于大规模并行成像的探针、传感器和测定的使用。
背景技术
荧光探针(诸如染料、荧光蛋白和量子点)已成为生物医学成像、细胞分选、免疫组织学、高通量筛选和许多其他生化测量中不可或缺的工具。尽管这些发光探针非常有用，但它们相对较宽的发射光谱(通常为30-100nm)限制了可以同时使用而不会模糊的探针数量，并且常常使它们的光谱与组织中内源性分子的背景发射无法区分。常规荧光显微镜装备成分辨3至4种染料，并且现有技术的细胞计数限于11个通道(channel)。多路复用四种不同的染料可以给出16(＝24)种组合。编码为蓝色、绿色和红色荧光蛋白的三种基因以不同比例在细胞中的同时表达(如，在脑彩虹(Brainbow)和RGB标记中)可以生成数百种颜色。然而，转染(transfection)是随机的，并且颜色读数的保真度易于产生噪声。迄今为止，用于成像的荧光颜色的数量已被限制为少于十几种。
由于分子中电子水平的量子力学扩展，为更窄的发射线宽设计荧光团具有根本性的挑战性。不规则形状和热力学波动导致半导体量子点发射的光谱变宽。在金属纳米粒子中的等离子体电子振荡的衰减导致发射宽度>50-100nm。与这些电子谐振相比较，光学谐振提供了生成窄发射线的有效方法。激光是很好的示例。通过将荧光团和半导体材料放置在光学腔体内，可以产生极窄的光谱线。单频激光器的输出的波长可以是纳米的百万分之一，通过改变腔体谐振可在整个增益宽度上调谐。
发明内容
本公开提供了包括至少一种增益介质和至少一个光学腔体的示例光子粒子，并且在优选实施方式中使得该光子粒子的最大尺寸不显著大于3μm，或者在其他优选实施方式中不大于2μm。增益介质包含足够数量的增益元素(诸如，荧光团和电子空穴对)，并且该腔体具有足够低的光学损耗，使得当增益介质由泵浦光以足够强的强度水平激发或刺激时，增益元素发射展示由腔体的光学谐振模式(mode)限定的光谱特性的光。粒子可以由具有适当形状和结构(诸如量子阱结构、球形形状或多层布拉格(Bragg)反射器)的半导体材料制成。替代地，粒子可以配置有荧光增益分子、高反射指数介电谐振器、以及潜在地，金属。
示例激光器粒子具有输出发射光谱，该输出发射光谱具有一个或多个峰，其中在优选实施方式中每个线宽窄于5nm，并且在其它优选实施方式中通常小于1nm或者甚至小于0.3nm。峰主要由粒子中的光学腔体的谐振决定。输出光谱的中心波长可以覆盖整个可见光和近红外光范围，例如，从400到1900nm。
在一个方面，本公开提供了一种光学系统，其包括至少一个用于激发激光器粒子的泵浦光源和至少一个检测布置。检测布置包括光谱分辨元件，诸如，衍射光栅和二向色滤光器。泵浦源包括脉冲宽度在100fs至10ns范围中的脉冲激光器。
激光器粒子的特定优选实施例包括量子阱微盘激光器、独立表面发射布拉格反射器半导体激光器、半导体球体，上述所有激光器和球体的直径或长度均在500nm至3μm的范围内。
本公开的前述及其他优点从以下描述中将变得明显。在该描述中，参考了在此形成其一部分的附图，并且在附图中通过图示的方式显示了本公开的优选实施例。然而，这种实施例并不一定表示本公开的全部范围，并且因此参考权利要求书并在此用于解释本公开的范围。
本公开的前述以及其他的方面和优点将根据以下描述来呈现。在该描述中，参考在此形成其一部分的附图，并且在附图中通过图示的方式显示了一个或多个示例版本。这些版本不一定表示本发明的完整范围。
附图说明
下面将参照附图对本公开进行描述，其中相同参考号表示相同元件。
图1是激光器的常规用途的图示，其中激光器放置在生物系统外部。
图2是激光器粒子的生物医学使用的图示。将小的生物相容性激光器粒子注入系统中。这种激光可以提供成像、诊断、和治疗方面的新方法，并允许与生物系统的双向相互作用。作为扩展概念，可以将生物样品结合到激光器中，使得样本(specimen)中的变化反映在激光器的输出发射中。此外，激光器可以完全由生物物质制成，以实现自供电、操作和维持的“活(living)”激光器。
图3A示出了来自激光器粒子的泵浦增益介质的荧光发射。红色箭头指示荧光。
图3B示出了位于形成激光器粒子的光学腔体中的图3A的增益介质。
图3C示出了从图3B中所示的腔体中的增益介质发射的自发和受激光。腔体中的红线表示腔内腔体模式。
图3D描绘了具有两组能级或能量带的增益元素(黄色圆圈)的示例性能量图。泵浦使增益元素激发到更高的电子状态，增益元素从该更高的电子状态放松到基态，发射自发或受激发射。尽管在该图中描绘了两种电子状态，但考虑到电子状态的每个带内的非辐射跃迁(transition)，该增益介质形成准四级(quasi-four level)系统。
图4A描绘了在稳态下激光器模式P1和自发发射Pf的数值计算输出速率，其中β＝0.01。激光器输出在阈值附近非线性增加；阈值的锐度随着β的减小而增大。稳态的数值计算。(a)在稳态下，激光器模式P1和自发发射Pf的输出速率，其中β＝0.01。激光器输出在阈值附近非线性增加；阈值的锐度随着β的减小而增大。
图4B示出了增益元素的数量，其根据以下的方程(2)表达为N1＝Pthτs·q/(1+q)，或等效地，根据方程(5)表达为N1＝Pfτs·/(1-β)。
图5A显示了泵浦持续时间为20ns的数值模拟。模拟参数为：τs＝3ns，τc＝30ps，β＝0.01，并且Pth＝3.54x1012 s-1。根据方程(11)，将脉冲速率设置为阈值速率的两倍。
图5B显示了泵浦持续时间为100ps的数值模拟。模拟参数为：τs＝3ns，τc＝30ps，β＝0.01，并且Pth＝3.54x1012 s-1。根据方程(11)，将脉冲速率设置为阈值速率的两倍。
图6A涉及染料激光器的分子能级，示出了荧光团染料的Franck-Condon原理能量图。由于与核运动相比电子跃迁非常快，因此跃迁发生在相同核坐标中的各振动水平之间。
图6B示出了有机荧光染料分子的吸收(虚线)和自发荧光(实线)光谱。
图6C示出了泵浦和所指示的信号波长的4级能级图。
图7A涉及荧光蛋白，示出了GFP的化学结构。荧光团(***)在提供许多所需的性质(诸如，对环境的稳定性)的β桶(beta barrel)内受到保护。
图7B示出了具有不同浓度的水性eGFP溶液(□)和固态eGFP的薄膜(在40mM处，■)的荧光强度。合成吡咯亚甲基(pyrromethene)染料的荧光(○)。所有数据归一化到样品厚度并被校正以激发耗尽。黑色虚线：低浓度处的线性拟合(具有无浓度猝灭(quench))。绿色和粉红色线：分别用于eGFP的型猝灭模型和用于吡咯亚甲基染料的聚合诱导猝灭模型。
图8A示出了直接半导体晶格的涉及载体的势能和动量的能量-动量图(或E-k图)。通过泵浦的电子到导带的激发在价带中创建空穴。
图8B示出了通过导带中的自由电子和价带中的空穴的重新组合的受激发射。
图9A显示了用于具有端部反射的Fabry-Perot腔体形式的独立激光器粒子的光学谐振器。
图9B分别显示了盘形、环形和球形的回音壁模式(whispering gallery mode,WGM)谐振器。
图9C分别显示了具有线性、平面和径向光栅结构的光子晶体谐振器。
图9D显示了由散射粒子簇形成的随机微谐振器。
图10A提供了萤火虫荧光素酶-荧光素化学发起的电子交换发光(CIEEL)反应。
图10B提供碱性磷酸酶(AP)-氯-5-取代的金刚烷基-1,2-二氧杂环丁烷磷酸酯(chloro-5-substituted adamantyl-1,2-dioxetane phosphate，CSPD)CIEEL反应。
图10C提供过氧草酸酯-染料CIEEL反应。这里，双(2,4,6-三氯苯基)草酸酯和9,10-二苯基蒽(DPA)分别用作过氧草酸酯和发光染料的示例。
图10D提供了过氧化物酶-鲁米诺(luminol)CIEEL反应。
图11示出了激光器粒子的脉冲操作期间的热力学过程。
图12显示了在具有弛豫时间τ的介质中的具有半径R的球体的温度轮廓(profile)，在不同时间处的温度分布(左)，球体内部r＝0.5*R处的温度的时间轮廓(中间)，以及作为脉冲重复周期的函数的100个泵浦脉冲之后的累积温度上升(右)。
图13描绘了生物发光驱动的微谐振器。当荧光素与附着在珠子表面的荧光素酶反应时，它会生成光，该光的一部分被耦合到回音壁腔体模式中(左图)。显示了涂覆荧光素酶的珠子的光发射(中间)。在发射光的光谱中清楚地观察到光学模式(右)。
图14通过检测来自激光器粒子的受激发射示出了高分辨率光学切片的原理。在左上方，微型激光器粒子(圆圈)由紧密聚焦的光学泵浦射束(灰色)激发。不同形式的比较：明场成像(右上)；双光子显微镜(左下)；激光器粒子受激发射(LASE)显微镜(右下)。
图15示出了设置的示意图。L1、L2、L3:球面透镜，λ/2：半波片，CL：柱面透镜，DM：二向色镜，M：镜子，Obj：物镜(NA＝0.8，浸水)，LF：长通滤波器，以及BS：分束器。SEM：典型的碘化铅钙钛矿纳米线的扫描电子显微镜图像。插图(从左到右)：低于阈值的钙钛矿纳米线的典型荧光图像，纳米线的高于阈值的受激发射图像，以及记录在电荷耦合器件相机中的泵浦射束轮廓。
图16A显示了来自钙钛矿纳米线的典型激光器输出光谱(圆圈)。曲线：荧光背景(灰色)和通过从测得的光谱中减去荧光背景来计算的受激发射的激光器输出光谱(品红色)的曲线拟合。
图16B显示了作为泵浦脉冲能量强度水平的函数测得的受激发射输出功率(平方)。线：基于方程(6)的曲线拟合。插图：按对数-对数尺度的相同图。
图16C分别显示了纳米线在p(＝P/Pth)<1处的荧光背景(绿色虚线)和在p＝1(金色)和p＝1.8(青色)处的受激发射的三个泵浦-射束扫描轮廓。
图16D显示了激光发射轮廓(蓝色圆圈)和荧光轮廓(绿色圆圈)的测得的FWHM值。虚线曲线：模拟结果。
图17A描绘了根据一个或多个实施方式的用于测量来自激光器粒子的激光发射并由此标识和定位它们的示例性超光谱显微镜。
图17B描绘了根据一个或多个实施方式的组合超光谱和多光子成像的示例多模态显微镜。
图18A描绘了注入锁定的激光器粒子的原理和应用，示出了注入锁定需要在泵浦打开时将注入射束耦合到激光器粒子中，使得注入种子被放大并发展成激光振荡。
图18B示出了注入锁定的激光器输出，其通常与没有注入种子光的自由运行模式输出中的输出光谱不同。注入锁定输出相对于注入射束具有高程度的相干性。相干性允许通过利用注入激光器的输出的干扰来检测激光器输出。
图18C是由来自嵌入诸如生物组织之类的散射介质中的激光器粒子的窄带光引导的波前成形的示意图。
图19A描绘了根据一个或多个实施方式的用于以受控方式将激光器粒子加载到细胞中的示例微流体芯片的示意图。
图19B描绘了根据一个或多个实施方式的用于读取每个细胞中的激光器粒子的装置。还可以添加分选装置以根据激光发射光谱的读出对细胞进行分选。
图20描绘了根据一种或多种实施方式的基于作为靶向特定细胞表面标志物的发光探针的激光器粒子的流式细胞仪的示例示意图。
图21A提供了根据一个或多个实施方式的示例近红外InGaAsP微激光器(200nm×1.8μm，在部分移除的牺牲支柱上)的扫描电子显微镜(SEM)图像(在左侧)；根据一个或多个实施方式的在部分蚀刻之后的示例微激光器晶片(wafer)，示出了从单个晶片产生多个激光器粒子的可行性；来自在水中和空气中的200nm x 1.8μm盘的输出光谱，其中阈值泵浦能量约为5pJ(10ns，λp＝980nm)(右)。在右侧图中，线宽仅为增益带宽的1/1000。根据一个或多个实施方式，热分析预测通过以10μm2沉积的高达10nJ的能量的加热可忽略不计。
图21B提供了根据一个或多个实施方式的具有三个InAlGaAs量子阱层的微盘激光器的扫描电子显微照片：电子射束光刻和离子射束蚀刻之后(左)；部分湿蚀刻之后，留下支柱(中间)；以及在完全蚀刻之后(右)。显示的隔离的盘形激光器粒子(右)具有200nm的厚度和约2.3μm的直径。
图21C在左侧示出了根据一个或多个实施例的从塑料碟上的分离盘发出的激光。在右侧提供了根据一个或多个实施方式的通过鼠耳皮肤(厚度约为500μm)收集的来自另一盘形激光器的输出光谱。
图22A描绘了根据一个或多个实施例的用于产生具有不同光谱条形码特征的激光器粒子的方法。在顶部，显示了具有递增变化的直径的微盘激光器。在底部，显示了取决于大小的明显不同的激光器模式波长。
图22B示出了针对不同盘直径通过电子射束光刻产生的各种半导体微盘。
图23示出了根据一个或多个实施方式由四种不同的半导体晶片制成的512个激光器盘粒子的输出波长的直方图，该半导体晶片具有由颜色指示的不同合金组成。面元(bin)大小为1nm。
图24A描绘了用于激光器粒子的表面处理以实现生物相容性的优选实施例和用于靶向递送的策略：半导体盘形激光器(左)和用钝化层(例如，SiO2)封装(右)。
图24B描绘了聚合物涂层(例如，聚(乙二醇))(左)和任选的功能性分子的附着(右)。
图24C描绘了用于系统递送(systemic delivery)的具有脂质体载体(左)和靶向脂质体载体(右)的激光器粒子的脂质体封装的示意图。
图25提供了根据一个或多个实施方式的涂覆有不同厚度的二氧化硅层的示例的两个微盘的SEM图像。
图26提供了根据一个或多个实施方式的包含示例激光器粒子的细胞的光学图像。显示了表达GFP的细胞的明场和荧光图像。激光器盘在第一列中沿着观察平面几乎是平的，并且在第二列中从观察平面倾斜。在第三列中，显微镜图像中的亮点是由于泵浦激光射束聚焦在该区域。
图27描绘了在示例性实施方式中来自细胞中的示例激光器盘粒子的激光器输出的特性。在左上方，显示了作为泵浦能量的函数的测得的光子的数量。曲线中的扭结指示在约20pJ的阈值泵浦能量处的发射激光的起始。在右上方，显示了以约1小时的时间间隔测量的来自三个激光器粒子L1、L2和L3的输出光谱。在左下方，显示了来自三个细胞的作为泵浦能级的函数的所测得的光谱的全宽半最大值(full-width half-maximum，FWHM)，该泵浦能级归一化到它们各自的发射激光阈值。在右下方，显示了在将激光器盘粒子加载到不同细胞中之后的1天测得的来自10种不同的细胞内激光器盘粒子的输出光谱。
图28示出了根据一个或多个实施方式的基于激光器粒子(正方形)的波分多路复用的细胞标记和跟踪的原理。描绘了包含不同数量的激光器及其输出激光线的细胞。示出了单个激光器粒子(S；单体(singlet))、双粒子双相(D；双联体(doublet))和三联体(triplet)(T)的组合的数量。括号中的数字与每个细胞的元素的数量m相对应。通过跟踪激光探针来跟踪细胞(圆圈)的***(division)。
图29A示出了根据一个或多个实施方式的构建双联体和三联体粒子的示例过程，其描绘了激光器粒子的两个阵列的接合(bond)。
图29B描绘了以下两种双联体粒子：在双联体粒子上具有生物相容性涂层(左侧两个示意图)、以及具有作为光学绝缘间隔物的珠子(右侧两个示意图)。所述双联体可以通过组装或直接从多层晶片产生并且进一步涂覆有诸如生物相容性聚合物之类的材料。
图29C描绘了根据一个或多个实施方式的由具有不同直径和不同输出波长(右)的三个激光器制成的三联体激光器粒子的示意图。
具体实施方式
在进一步详细描述本发明之前，应当理解本发明不限于所描述的特定实施例。还应当理解本文中所使用的术语仅出于对特定实施例进行描述的目的，而并不旨在进行限制。本发明的范围将仅受到权利要求书的限制。如本文中所使用的，单数形式“一(a、an)”和“所述(the)”包括复数的实施例，除非上下文另有清楚地指出。
对本领域技术人员而言应该显而易见的是，除已描述的那些之外的许多附加的修改是可能的，并且不背离本文中的发明理念。在对本公开进行解释时，所有术语均应以与上下文一致的最广泛的可能方式进行解释。术语“包括(comprising)”的变体应当被解释为以非排他性方式引用元素、部件或步骤，因此所引用的元素、部件或步骤可以与没有明确提及的其他元素、部件或步骤结合。被称为“包括”某些元素的实施例也被认为是“基本上由这些元素组成”以及“由这些元素组成”。
如图1中所描绘的，使用光来表征或操纵生物医学应用中的样品的标准范例引起了若干实际和概念上的限制。例如，光在生物组织中传播时经历散射和吸收，因此在可见光和近红外光范围中，光的1/e的穿透深度不超过3mm。这导致在光学穿透之外将光递送到组织中的困难并且限制了光的临床用途。而且，当激光仅用作照明器时，光源和生物系统之间的相互作用是单向的；激光会影响样品，但反之则不然。
生物相容的且微型化至细胞(或更小)的大小的激光器可通过植入体内一定的持续时间、或注入组织中并远程操作，来在生命系统内部使用。这种新范例涉及将光源物理地递送到靶。参照图2，这种激光器“粒子”可以用作内部光源，其可以解决激光用于外部光递送(诸如，穿透深度)的实际问题中的至少一些、以及实现使用光进行光疗法的新方式。此外，可以使嵌入组织中的激光器粒子以各种方式与其局部环境相互作用，从而允许双向相互作用。不仅激光可以影响生物医学环境，而且生命系统也可以影响激光器，改变其输出特性。可以驾驭这种能力来改进诊断和健康监测。
激光器包括三个元素：增益介质、腔体和泵浦能量源。增益介质中的光学放大对于生成受激发射是必要的。具有足够增益和长传播长度的放大器可以生成放大的自发发射。尽管该过程可以生成具有诸如光谱变窄之类的类似激光特性的输出，但是激光的窄定义需要腔体的光学反馈。腔体限制并使光谐振。
除了光学或光子腔体之外，可以使用准粒子(诸如，极化激元(polariton)和等离子体(plasmon))的其他类型的腔体，以使激光器成为可能。基于激子极化激元的极化激元激光器是“非光子”激光器的代表性示例。极化激元激光器的机制通常在极化激元的玻色-爱因斯坦(Bose-Einstein)凝聚的背景下描述。通过受激辐射发射的表面等离子体放大或“spaser”通常涉及用于自由电子或等离子体谐振的金属腔体。
考虑包含有源增益元素(诸如，水溶液中的染料分子或组装在固态晶体中的半导体原子)的增益介质。图3A示出了增益介质，其中增益元素由泵浦源(诸如，激发激光器)激发到较高能量状态，它们从该较高能量状态返回到原始基态时发射荧光。在图3B和3C中，现在将相同的增益介质放置在光学腔体内部，并且以P的速率泵浦，在腔体中捕获部分荧光，并且腔内光通过受激发射而放大。如果存在足够的单程(single-pass)增益和足够的通过增益介质的通路(passage)，腔内光就会发展成激光发射。尽管自发荧光发射在所有方向上辐射，但激光发射以由腔体确定的特定强度形态(pattern)离开腔体。然而，对于大小与光学波长相当的小腔体，输出耦合的方向性较不明显，并且激光器将表现为自发和受激发射两者的点源。
图3D使用增益元素(诸如，荧光团、半导体中的电子、或晶体中的离子)的电子状态的能量图来描绘了增益介质中的泵浦和发射过程。增益元素最初填充在基态中，基态通常由许多振动状态组成，这些振动状态是离散的或连续的。吸收泵浦能量的增益元素被激发到激发态，随后通过非辐射带内跃迁在激发态的较低能级中累积，并随后在与腔内光子相互作用时经历自发发射或受激发射。
描述激光器粒子在这种类型的四级增益介质中的简化速率方程可以写成：
这里，N1(t)是增益介质中受激荧光团的数量，q(t)是激光器腔体模式中的光子的数量，P(t)是泵浦速率，τs是增益分子的自发发射(荧光)寿命，且自发发射因子β描述由激光器模式捕获的自发发射的分数。1/τs与在所有频率和方向上的所有可能的辐射模式的自发发射速率相对应；因此，β/τs代表耦合到激光器模式的自发发射速率。受激跃迁速率与腔体模式的数量成比例，并且等于腔体模式的自发跃迁速率乘以光子的数量：βN1(t)q(t)/τs。
对于光学泵浦，泵浦速率可表达为：
其中QY是指定一个吸收光子经由自发或受激发射生成一个光子的概率的量子产率，σa是增益元素的吸收截面，以及Ng(t)是在基态中的增益元素的数量。在包括图3D中的情境的大多数情况下，Ng(t)与N1(t)之和等于增益元素的总数量N总(t)，N总(t)可以是常数或随时间变化。
在方程(3)中，假设泵浦光的强度是空间不变的。该假设适用于大小远小于泵浦射束的大小的激光器粒子。对于具有非均匀泵浦的较大激光器，泵浦速率不仅由峰值泵浦功率来确定，而且由泵浦强度轮廓和激光器模式轮廓之间的重叠来确定。
腔体模式的输出发射速率Pl(t)和自发荧光发射的输出发射速率Pf(t)由以下的方程给出：
其中ql(t)和qf(t)分别是激光器模式和荧光发射的发射光子的数量。其遵循P(t)＝Pl(t)+Pf(t)，这陈述了光子的数量的守恒(由P(t)的定义给出)。
稳态(t>>τs)：当激光器处于稳态的状态中时(即dN1/dt＝dql/dt＝0)，我们得到
其中
Pth＝(βτc)-1. (8)
图4A和4B显示了作为泵浦速率的函数的受激和自发输出发射速率的图。从图中，明显的是，Pth与激光器模式的处于阈值处的泵浦速率相对应。
激光振荡增强了增益元素的“再循环(recycling)”速率。在激光器阈值以下，除非发生增益饱和；即N1变得与N总相当，激发元素的数量N1随泵浦速率线性增加(图4B)。在阈值以上，无论泵浦速率如何，N1都被钳位到恒定水平，使得光学增益等于腔体损耗；即激光器的净增益是统一的。随着泵浦的增加，腔内光的强度增加，因此受激发射的速率也增加。该过程以增加的速率将激发的增益元素带到基态。这种增强的弛豫速率与泵浦速率平衡，导致恒定数量的增益元素处于激发态中以及恒定的光学增益。结果，随着泵浦速率增加到阈值以上，激发态的有效寿命降低。
瞬态构建状态：控制方程(1)和(2)描述了激光振荡的动力学。激光器模式的构建的必要条件是dq(t)/dt＞0(在t＝0；q＝0处)，其中激发态中的增益元素的最小数量应满足：
N1(t)＞τs/βτc (9)
考虑以均匀的速率提供泵浦能量达持续时间为τp的情境。对于q＝0(低于阈值)和方形轮廓(square-profile)泵浦脉冲，方程(1)的解是：
N1(t＝0)＝Pτs[1-exp(-τp/τs)] (10)
达到方程(9)中的阈值条件所需的泵浦速率是：
Pth,τp＝(βτc)-1·[1-exp(-τp/τs)]-1 (11)
对于准连续泵浦的情况(τp>τs)，我们确认方程(8):Pth＝(βτc)-1；处于发射激光阈值处的泵浦功率独立于脉冲持续时间，并且阈值脉冲能量与脉冲持续时间成比例。另一方面，对于短脉冲泵浦的情况(τp<τs)，我们发现Pth＝(βτc)-1·τs/τp；当脉冲宽度减小时，泵浦功率增加，并且阈值泵浦能量Pthτp独立于泵浦脉冲持续时间。
图5A和5B显示了两种方案的数值结果：在图5A中，τp>τs，并且在图5B中，τp<τs，其中τs＝3ns且τc＝30ps。首先，对于τp＝20ns，在t＝0处泵浦的起始之后，激发增益元素的数量N1和荧光发射速率Pf增加(图5A)。最初过冲和快速振铃被称为弛豫振荡，这对于方形脉冲是典型的，但对于高斯脉冲则较不明显。在t>τs时，激光器达到稳态。在该模拟中，根据方程(11)将泵浦速率设置为阈值的两倍。在t＝20ns处泵浦结束之后，荧光发射以弛豫时间等于τs＝3ns呈指数衰变，而受激发射以腔体寿命1为τc＝30ps呈指数下降。当使用τp＝100ps的短泵浦脉冲时，会生成短激光脉冲(图5B)。输出脉冲持续时间与弛豫振荡的峰值宽度的量级相同。激发态增益元素的数量在泵浦脉冲结束时达到峰值，随着激光脉冲的发射而迅速衰变，并且一旦下降到阈值水平以下就会出现指数衰变。
从方程(9)中，激光器中的激发增益元素的最小数量应大于τs/(βτc)。为了在具有体积V的增益介质中的具有这么多元素，绝对最小浓度大于τs/(βτcV)。例如，当τs＝3ns，τc＝300fs，并且β＝0.05时，增益介质应具有至少2x105个增益元素。对于V＝10μm2，理论最小浓度为330nM，并且对于V＝1μm2，需要大于330μM的更高浓度。在实践中，由于泵浦能量的有限吸收(以下进一步讨论的)，大多数激光器需要比N1大得多的N总。因此，增益元素的最小浓度比以上估计的要显著地高一个或两个数量级。
半导体和固态激光器比染料激光器更紧凑，且更易于维护。然而，对于生物医学激光器粒子，荧光染料作为增益材料是重要的、可行的选择。与早期激光器染料相比具有改进的亮度和光稳定性以及优化的生物敏感度的各种荧光染料可用于基于荧光的生物成像和生化测定。
图6A描绘了作为分子结构中原子分离的函数的典型荧光团分子的电子和振动能级。在吸收泵浦光子时，分子经历从在最高能量已占分子轨道或HOMO带中的基态(g)到在最低能量未占分子轨道或LUMO带中的激发态(1')的电子跃迁。最初激发的电子通过非辐射(振动)弛豫迁移到LUMO中的最低能级(1)，电子从LUMO中的最低能级(1)衰变到在HOMO中的基态(g')，从而发射光。该能量图通常适用于任何分子，包括溶液中的隔离的荧光染料、荧光探针(处于低浓度使得染料彼此弱地相互作用)，以及蛋白质结构内的受保护的荧光团单元(即荧光蛋白)。
图6B显示了荧光团的典型吸收和发射光谱。吸收和发射光谱彼此部分重叠，这可以通过图6A中的能量图来理解。在该示例中，当通过蓝光(λ≈430-490nm)泵浦时，该分子形成激光操作的有效4级系统，其中荧光发射可忽略不计。4级系统包括：基水平g；泵浦水平1'；亚稳定上激光水平1；以及下激光水平g'(图6C)。对于大多数有机分子，这种上状态的寿命通常为1-10ns，但是可以通过外部扰动(诸如，淬灭或
典型染料分子的峰值消光系数(ε)的范围为10,000-100,000M-1cm-1。例如，让我们考虑具有ε＝56,000M-1cm-1且荧光QY为0.6的分子。如果增益介质中的一半的分子在给定时间被激发到上水平，我们可以获得高达16,800M-1cm-1的受激发射(增益)(忽略信号诱导的增益消耗)。在1cm长的比色皿内，浓度为1μM的这些分子的溶液可以产生100.0168＝1.039的单程光学增益；也就是说，光学强度被放大3.9％或0.168dB。通过单个哺乳动物细胞实现相同量的单程增益，所述哺乳动物细胞在直径为10μm的细胞质中包含浓度为1mM的分子。
荧光蛋白是能够发射荧光的蛋白质。绿色荧光蛋白(GFP)是在水母－维多利亚水母(Aequorea victoria)中发现的第一种类型。荧光蛋白在生物医学科学中的日益普及已经导致不断发现来自各种生物体的新野生型蛋白质，并且导致具有改进的荧光特性的突变体变种的发展。若干有效的荧光蛋白已经从水母(eGFP、mCFP、eYFP等)，珊瑚礁(DsRed、tdTomoto)和泡尖海葵(TurboRFP)中导出。FP具有高QY和大的吸收和发射截面，与典型的荧光染料相当或甚至更好，并且可能非常适合用作生物激光器的增益介质。与小分子有机染料相比，FP的最独特、显著的优势在于可以对它们进行遗传编码。这允许通过遗传靶向在特定靶细胞类型中表达FP。FP的这种性质可用于实现基于FP作为增益材料的激光器粒子的应用的遗传特异性。
参照图7A，FP具有共同的罐型圆柱形状，其中在中心具有荧光团。GFP具有11股常规β-桶，该11股常规β-桶围绕分子中心处的实际荧光团4-(对羟基苯亚甲基)-咪唑烷-5-酮(4-(p-hydroxybenzylidene)-imidazolidin-5-one)。β-罐结构对于GFP的荧光是必要的，因为它迫使Ser-Tyr-Gly序列进入其发射构象(conformation)。独特的保护性分子壳防止荧光的浓度猝灭。GFP保持明亮的荧光。这与小合成荧光染料形成对比，小合成荧光染料通过在高浓度处猝灭而在高浓度处失去其荧光(见图7B)。GFP在高浓度处的低猝灭导致干燥的增强GFP膜的非常高的为96dB cm-1的增益系数。
无机半导体可用作激光器的增益材料。半导体是具有填充价带和空导带的结晶或无定形固体。半导体与绝缘体的不同之处在于：带能量间隙Eg通常小于4eV，使得一些电子可以通过光学或热激发跃迁到空导带，并且材料可以掺杂杂质以改变它们的电子性质。最熟知的半导体材料是结晶无机固体。它们包括：诸如硅(Si)和锗(Ge)之类的IV族材料，诸如GaAs和InP之类的III-V族化合物，以及诸如AlGaAs和InGaAsP之类的其合金，以及诸如CdS和ZnO之类的II-VI化合物。诸如TiO2之类的氧化物、以及诸如MoS2和WS2之类的2维二维(2D)过渡(transition)金属二硫属化物也是半导体。由于激光作用依赖于有效的辐射过程，因此像硅和锗之类的间接间隙材料可能不合适，并且直接间隙III-V和II-VI化合物半导体是优选的。
关于激光作用在这些系统中的物理学，图8A和8B示出了具有直接带隙的本征半导体材料的简单能量图。因为在没有泵浦的情况下价带被完全填充，因此该半导体激光器的行为类似于三级激光系统。激发态中的有限粒子数(population)对于获得材料中的净增益是必要的；达到这种条件的载流子密度被称为透明粒子数，并且通常在1018cm-3的量级。这些材料中的光子的受激发射来自自由电荷载流子(即导带中的电子和价带中的空穴)的辐射重新组合。
为了实现有限的增益，需要进行粒子数反转(population inversion)，尽管存在没有反转的激光方案。导带和价带中的电子状态的数量很容易根据载流子的状态的密度ρc来计算，其是：
对于体(3D)半导体，其中m*是载流子的有效质量。用于填充具有体积V的体半导体的导带的、高出Ec的能量高达ΔE的电子的数量N1，由以下方程给出：
例如，对于体GaAs，有效电子质量为me *＝0.61x10-31 kg；在T＝0K且ΔE＝0.1eV时，我们得到N1/V＝2.5×1018电子/cm3，其就电子浓度而言为4.15mM，与没有猝灭的有机荧光团的最高密度相当(见图7B)。在实践中，半导体可以实现每微米约1％的非常大的增益。
半导体有效地吸收比其带边缘短的所有波长的光。吸收系数(α，自然对数基准)在恰好高于带隙的光学频率中为约104cm-1。发射跃迁(电子-空穴组合)的辐射寿命τs与空穴的粒子数密度和辐射重新组合系数B(B≈10-10cm3 s-1)成比例：近似，
τs＝(BN1/V)-1. (14)
对于处于发射激光处的典型粒子数密度(N1/V≈1018–1019cm-3)，辐射寿命为1-10ns，与染料的荧光寿命的数量级相同。
早期的半导体激光器利用在p-n同质结的界面区域处获得的粒子数反转。由于少数载流子的扩散，实际有源区域相对厚(约1μm)，需要高阈值泵浦能量。更有效的设计是双异质结构，其中有源区域被界定为具有较低带隙和较高折射率的不同半导体的薄层(约100nm)。利用这种架构，电荷载流子被限制在薄的有源层中，增加了粒子数密度。通过进一步将电荷的尺寸限制在量子效应成为主导的<<100nm(诸如，在一维中具有约束的量子阱(QW)，具有2D约束的量子线和在3D约束中的量子点(QD))，可以实现更高的N1。
QW的状态的密度被修正为
通过改变调整化合物的化学计量并引起机械应力，可以在一定程度上调谐半导体的增益光谱范围。AlGaAs的720-850nm的发射光谱和InGaAs的900-1100nm的发射光谱与生物医学应用相关，因为它们与用于组织中的光穿透的光学窗口很好地匹配。对于可见光中的发射，InGaAlP系统在红光(630-700nm)中起作用，而对于蓝绿色区域(400-530nm)，通常使用III族氮化物(像GaN和InGaN)。
半导体材料可以经由晶片上的外延工艺而生长，由此，经由光刻工艺制造最终的设备。纳米级无机半导体也可以通过在溶液中的化学合成以胶体纳米晶体的形式生长。各种胶体纳米晶体广泛用于生物学应用，主要用作用于生物成像和生物感测的荧光标签。由于纳米级尺寸中的高量子约束，通过控制粒子的大小可以容易地调谐带隙并因此调谐发射波长。典型的纳米晶体呈球形核/壳量子点的形状，其中核是发射材料，而壳通常用作钝化层以降低来自表面缺陷的非辐射重新组合。此外，核/壳结构已被显示出对于利用这些材料获得光学增益是重要的。还开发了更复杂的形状，像棒或分支纳米晶体，其具有增加的辐射跃迁寿命、受控极化和多发射带的优点。
有机半导体以浓缩状态形成，其以非常高的浓度并入荧光小分子、低聚物或聚合物，使得各个元素耦合并共同形成具有离域电子的π-共轭系统。π-共轭系统赋予它们在可见光中的强电子跃迁和传导电荷的能力。有机半导体的典型结构由确定主要光电性质的中心共轭骨架组成，用可以定制以赋予分子特定功能的侧基(side group)(像例如烷基链，以改进溶解度)来修饰。有机半导体通常具有相当宽的增益光谱，特别是在大分子共轭聚合物的情况下，其允许在不改变材料的情况下对它们的发射进行微调谐。来自这些材料的激光发射通常出现在可见光范围中。在近红外中具有带间隙的共轭聚合物通常不具有有效的发光发射。
有机材料中的发射激光涉及单线态激子的辐射重新组合。激子的寿命是几百皮秒到几百纳秒。与荧光染料和蛋白质的情况一样，这种短寿命需要高泵浦速率来达到激光阈值，并且有机半导体激光器仅在脉冲方案中被论证。与结晶无机半导体相比，有机半导体具有较低的电荷迁移率，并且极化子(polaron)(电子-声子耦合电荷载流子)具有显著的吸收，导致在高载流子密度处的高损耗。由于这些原因，迄今为止有机半导体的电泵浦尚未成功。
有机半导体的稳定性是考虑用于在生物环境中使用的重要因素。这些材料通常对与氧和水的物理-化学相互作用非常敏感，这对电荷传输和荧光发射都是特别不利的。尽管如此，有机半导体提供了对生物环境中的激光器粒子来说具有潜在吸引力的若干性质。一是与无机材料相比，通常具有优异的生物相容性，这是由于它们的有机组成，更顺应的机械性质，以及对细胞友好的表面粗糙度。一些有机材料还允许离子和电子传导，使得它们适合与生物组织接合，其***号通常通过离子运动传递。此外，有机材料可以利用对特定分析物敏感的功能团来进行化学定制。已经报道了基于荧光调制和甚至来自共轭材料的激光发射的化学和生物感测。
在透明固态主体中作为杂质被包含的稀土或过渡金属的离子是用于激光器的公认增益元素。T.H.Maiman在1960年论证的第一个激光器使用了具有掺杂在Al2O3晶体中的Cr3+离子的红宝石。主体材料可以是氧化物晶体(例如，Al2O3和Y3Al5O12或YAG)、氟化物晶体(YLiF4或YLF)、玻璃(SiO2或二氧化硅)、或聚合物(聚苯乙烯)。与结晶主体相比，非晶材料可以更容易地制造成微米大小，并且它们的光学衰减和热阻抗(通常高于晶体)对于小激光器来说是理想的。用于增益元素的最常见掺杂剂离子包括三价镧系元素钕(Nd3+)、铒(Er3+)和镱(Yr3+)，以及过渡金属钛(Ti3+)和铬(Cr2+、Cr3+、Cr4+)。它们通常具有可以支持激光作用的多个电子跃迁，并且它们的发射性质也取决于特定的主体材料。在大多数情况下，发射激光是在0.9和1.6μm之间的近红外区域中，但是也存在在一些较短的(像在694nm处的红宝石)和较长的(像在2.9μm处的Er：YAG)波长处的系统。离子掺杂固态激光器的一个共同特性是从上状态到基态的电子跃迁要弱得多，使得弛豫时间τs可以很长，在μs到10ms的量级中。长的弛豫时间非常适合连续操作。
鉴于长的寿命，稀土适合于上转换(upconversion)，以按照比泵浦光子更高的能量生成发射。该过程涉及依次吸收两个光子以促进电子到亚稳定状态，随后到激发态，电子从激发态衰变到基态，从而发射具有约为泵浦光子能量的两倍的单个光子。由于中间状态具有长的寿命，因此该过程非常有效。上转换不同于典型的非线性双光子吸收，因为该典型的非线性双光子吸收的中间状态(以及同样地，最终的上状态)是具有仅几飞秒的寿命的虚拟状态，因此仅利用具有高峰值强度的超快脉冲才能实现有效的激发。详细的光物理途径在其他地方得到了广泛的评论。基于上转换的第一个激光器于1971年得到论证，并且该过程吸引了显著的兴趣，因为它允许使用近红外泵浦来获得可见光发射，特别是用于作为发光纳米粒子的生物医学应用。这种材料是用于激光器粒子的有吸引力的候选材料，具有近红外泵浦光的主要优点，近红外泵浦光具有更深的穿透深度并且在组织中比可见光具有更小的危害。
光学谐振器或激光器腔体提供相位相干光学反馈，从而允许在增益介质中进行再生放大。包括增益介质的各种光学元素可以结合到激光器腔体中，以控制和调节腔内光的光学特性和输出激光性质。
腔体模式是可以在腔体中谐振地振荡的特定的空间(横向)和光谱(纵向)光学波。横向模式由沿着与光学振荡的轴线平行的维度的腔体的形状和大小确定。纵向模式是一组频率分量，其满足在一次往返传播中累积的总光学相位等于2π的整数倍。这种谐振条件被表达为：
其中l是正整数，νl是第l个纵向谐振模式的光学频率，Lc是腔体的往返长度(例如，线性腔体的长度的两倍或环状腔体的半径的2π倍)，且n是具有为νl的频率的第1个模式的(有效)折射率。由于最小的l为1，因此谐振器的最小长度尺度等于自由空间波长λ除以谐振器的有效折射率n。
高的n对于小型激光器是有益的，因为它允许小的Lc。因此，半导体材料是实现谐振器(以及增益介质)的有吸引力的材料。由金属制成的等离子体极化激元谐振器是另一种有吸引力的方法，该方法利用了以下事实：折射率的实部(real part)通过光与等离子体的耦合、限制在腔体中的自由电子的集体运动而增强。
腔体模式的数量与腔体的体积成比例。随着腔体大小变得与光学波长相当，辐射模式的总数量减少，并且自发发射因子β增大(见方程1)。当β接近1时，大部分吸收的泵浦能量进入腔体模式。在极端情况下，当大小小于光学波长的一半时，模式的数量变为1，已知的情境产生“无阈值(threshold-less)”激光器。
光学腔体可以通过耦合到腔体模式来影响增益介质中的增益元素的自发发射速率。限制模式的自发衰变速率的增强(被称为珀塞尔(Purcell)效应)是可以在微米级和纳米级激光器中利用的因素。
当大小与光学真空波长λ相当或小于光学真空波长λ时，激光器的行为类似于点源，在宽立体角之上发射光。随后，激光器输出的所谓“方向性”变得不那么明显。当大小接近最小的可能大小(即Lc＝λ/n)时，从腔体发射出来的激光器输出将在所有方向上辐射。激光器输出在所有方向发射，就像来自单个分子的荧光一样。然而，诸如不对称之类的一些附加特征可以结合到激光器腔体中，以增强方向性。
就几何形状和光学谐振轴线而言，激光器腔体可以分为各种类型。在图9A-D中示出示例。
腔体寿命τc(腔体损耗速率的倒数)与腔体的Q因子有关，其定义如下：
Q＝2πντc, (16)
其中ν是光学频率。不同的腔体模式可能经历不同的腔体损耗，因此具有不同的Q因子。在小腔体中，腔体寿命通常比自发发射的光学寿命τs短得多。例如，对于λ＝532nm，当Q因子为106时，τc＝0.28ns，当Q因子为103时，τc＝280fs。
从方程(8)，阈值泵浦速率与Q因子成反比：
无源(passive)腔体的光谱线宽(低于阈值)由下式给出
高于阈值，可以降低激光器模式的线宽，因为腔体损耗由增益补偿。根据Schawlow和Townes限制，激光线宽的基本限制可表达为：
在实践中，若干因素对扩宽激光线宽有贡献。激光操作期间的热加热改变了腔体的折射率neff，导致线宽扩宽。在半导体激光器中，载流子引起的折射率调制是重要的线宽扩宽因子。
通常，脉冲泵浦产生比连续波泵浦更宽的光谱宽度。腔体的温度和折射率的调制导致发射激光模式的谐振频率随时间被啁啾(chirp)，从而扩宽了输出光谱。激光构建期间的弛豫振荡增强了调制。在按照脉冲方案来操作的微型激光器中，实际激光光谱宽度可以比方程(18)中的理论限制大若干个数量级。在这些许多实际情况中，尽管腔体Q对达到发射激光阈值很重要(方程17)，但是腔体Q不是激光线宽的直接决定因素。
考虑由一对平面或球面反射镜形成的线性或同心谐振器，该对平面或球面反射镜的反射率为R1和R2，并且相隔距离L(Lc/2)。腔体寿命表达为：
其中n是腔体中的介质的折射率，η是每次穿过的内部损耗分数，这可能是由于腔体中的吸收或散射损耗而发生的。
考虑以下描述的法布里-珀罗(Fabry-Perot)谐振器(图9A)：填充有折射率n＝1.6的介质，包含在λ＝600nm处发射的荧光染料，并且在R1,2(1-η)＝0.98处具有银镜。从方程(16)，当L＝3.2λ/n＝1.2μm时，获得Q＝1,000。最小的谐振器由L＝λ/2n给出。对于n＝1.6且R1,2＝0.98的具有该最小长度为375nm的腔体，我们得到Q＝155.5以及Δν腔体＝3.86nm。
光子晶体腔体具有周期性结构和缺陷。通过具有在缺陷中的激光增益和足够高的Q因子，可以实现发射激光。周期性结构可以是1D、2D或3D(图9C)。对于1D和2D光子晶体，通过全内反射实现在其他维度中的光约束。具有线性光栅结构的激光器包括分布式反馈激光器(DFB)和垂直腔体表面发射激光器(VCSEL)。2D激光器通常在具有内部带隙结构的薄板上实现。虽然3D光子晶体激光器更难以制造，但是成功的激光器已经被报道出来了。使用液晶的自组装，论证了直径为15μm的径向布拉格微腔体激光器(在3D对象上的1D周期)。输出发射形态是径向的、在所有方向上均匀的。
考虑具有两种交替的四分之一波长厚度(quarter-wave-thick)的材料(分别具有折射率n1和n2)的m个双层的周期性板。布拉格波长λB由下式给出
λB＝2(n1+n2)Λ, (21)
其中Λ是双层结构的周期性。布拉格波长的反射率为：
例如，需要具有n1＝3.5的半导体材料和具有n2＝1.33的低折射率空隙的至少4个双层来实现99％的反射率。在光学腔体的每一侧上的两个这样的堆叠将具有等于约1.6μm的总厚度(8Λ)。这将小到足以在细胞内使用。
在圆形谐振器(诸如球体、圆环、圆柱和环(图9A-B))中支持回音壁模式(WGM)。折射率必须大于周围介质的折射率，使得通过在外部界面处的全内反射将模式限制在腔体中并在腔体中循环。腔内光的光学场可以渐逝地延伸出腔体。这种渐逝场允许增益介质物理地放置在腔体外部，并且在某些应用(诸如感测周围环境中的分子)中是关键的。
WGM可以由径向模式编号q，极坐标模式编号l，方位角模式编号m和极化p指定。对于球体，WGM的频率可以使用渐近展开来近似(对于l>>1)：
其中n1是球体的折射率，n2是周围介质的折射率，TE模式的χ＝1，以及TM模式的χ＝n2/n1，a是球体半径，且αq是艾里(Airy)函数的负q次(q-th)零点(-2.3381，-4.0879...)。上述公式可以进一步近似为2πn1a/λ＝l，这与方程(15)(其中Lc＝2πa)一致。
当WGM谐振器的大小接近光学波长时，其Q因子受到辐射(曲率)损耗的限制：
其中和nr＝n1/n2是相对折射率，并且对于TE模式，k＝0，对于TM模式，k＝1。对于含有几mM典型有机荧光染料和纳秒泵浦的球体，实现发射激光所需的最小Q因子为约10,000。根据上述等式，可以得到以下近似公式：
对于给定的Q因子，需要高n1来降低谐振器大小。例如，为了在λ＝0.6μm处在细胞质(n2＝1.37)中实现Q＝104，其中2a<1μm，谐振器材料应该具有n1>2.61。
在由介电材料制成的腔体中，光学能量以光子模式存储，其长度尺度等于或大于光学波长。可以通过例如在亚波长介电谐振器上涂覆薄金属层，来利用金属实现更好的约束。此配置可支持两种不同类型的谐振模式：纯反射腔体模式和基于等离子体的谐振模式。
在第一种情况下，腔内能量存储在光学波中，就像在介电腔体中一样。金属层用作镜子，其通过金属表面处的高反射将模式限制在腔体内部。由反射表面提供的有效约束允许高Q因子，即使对于在光学波长大小处的尺寸也是如此。
第二类模式基于在金属-介电界面处产生的等离子体效应。腔内能量以等离子体模式存储，该等离子体模式强烈地限制在介电介质和金属之间的界面处，波长比光学波长短得多。因此，可以利用比光学波长小得多的腔体来实现等离子体模式谐振。等离子体模式通常分为长程表面等离子体极化激元(LR-SPP)和局部表面等离子体(LSP)。
长程极化激元是沿金属和介电材料之间的界面传播的电磁波。它们渐逝地被限制在垂直于表面的方向上。典型的结构包括金属/绝缘体/半导体/绝缘体/金属波导和金属-绝缘体/半导体纳米线。等离子体模式主要在绝缘区域中被限制在一维或二维中，而腔体沿着传播方向由结构的端面(end facet)限定，仍然在(至少)若干波长的量级上。然而，应该注意的是，电磁模式与金属中的电子的强耦合导致更高的电阻器类型(欧姆)损耗，该电阻器类型的损耗是等离子体模式的固有的并且因此难以最小化。因此，它们的Q因子低于基于光子模式的类似结构。迄今为止，仅在低温下实现了发射激光。
局域化等离子体是通过与强电磁场耦合而在金属纳米粒子的表面处进行的电子的集体振荡。表面等离子体用作谐振电偶极子，谐振频率由纳米粒子的形状和金属和周围介电介质的介电常数决定。已经通过利用染料掺杂的介电壳涂覆金属纳米球来论证等离子体激光器。在光学泵浦染料时，光学能量容易经由FRET传递到金属芯的光谱匹配等离子体谐振。表面等离子体激发产生强烈的局部场，该局部场刺激来自染料的发射到等离子体模式中的增大的耦合。该反馈机制被称为通过受激辐射发射的表面等离子体放大，并且基于该机制操作的设备被称为spaser。
尽管进行了一些实验观察，但由于低Q因子和金属加热以及纳米级体积中增益元素的数量有限，spaser的稳定实现一直很困难。例如，即使在2mM(1.2x 1018cm-3)的高浓度下，40nm的球体也只能包含40种染料分子。迄今为止，尚未报道以单个粒子水平的实验性实现spaser的令人信服的证据。所有实验论证的spaser具有包括基底的大于几μm的尺寸。
到目前为止描述的常规腔体提供明确限定的光学谐振路径。在随机激光器的情况下，通过多次散射将光捕获在无序介质中的增益区域中(图9D)。对于这种介质，传输平均自由路径lt被定义为在其之后光的传播方向被随机化的距离，并且lg表示增益长度，该增益长度被定义为光在其之上被放大e倍(即4.34dB)的距离。散射介质应该具有临界(critical)最小体积，以具有足够的增益和散射反馈。根据该条件，随机激光器的最小大小Lc由下式给出
Lc≈(ltlg/3)1/2 (25)
例如，考虑将含有TiO2纳米粒子的介质作为散射体，并且将罗丹明(rhodamine)6G作为增益染料。直径为200nm的TiO2纳米粒子在5.6×1010cm–3的高浓度处具有lt＝35μm。罗丹明6G溶液在10m M的高浓度处的增益长度为约10μm。这种随机激光器腔体提供Lc≈10μm的临界大小。也就是说，当用强泵浦光照射大于10x10x10μm3的体积时，原则上可以生成激光发射。典型的皮肤组织具有lt＝50μm，并且向组织中施用10mM罗丹明6G可以得到Lc＝13μm。
随机激光器的发射光谱通常包含在不规则波长处的具有不同强度的若干窄带峰。输出发射的空间轮廓非常复杂，类似于斑点形态。原则上，激光光谱和空间轮廓是根据散射体的特定分布来确定的。然而，难以分析来自多个散射体的光散射。尽管如此，激光器输出对散射介质的敏感度可能对感测是有用的。
对于激光器，为了操作和生成光，需要供应某种形式的能量。增益介质吸收的输入能量应足以在增益介质中产生粒子数反转，并生成足够的放大来克服腔体中的损耗。存在许多不同方式来泵浦激光器粒子。光学泵浦提供了最便利的方式，并且非常适合易于利用光进入激光器粒子的情境；例如，对于放置在处于培养中的细胞中或植入在浅深度处的组织中的激光器粒子。
电流注入是用于驱动常规半导体激光器的已建立的方法。当半导体粒子嵌入生物系统中时，电泵浦可能是可能的，但需要巧妙的方法来在半导体介质两端抽吸足够的电流和电压以产生净增益。无线电能量传递是一种选择，其已经显示出能够驱动嵌入动物中的毫米大小的发光二极管(LED)。随着设备进一步微型化，对应的天线变得更小，增加了有效无线传递所需的谐振频率。当大小接近微米或亚微米尺度时，最佳频率范围接近光学频率。这使得无线泵浦相当于光学泵浦。在本节中，我们描述了不同泵浦方法的基本原理。此外，我们讨论了使用从生命系统中提取的生物能量来操作激光器粒子的令人激动的但难以捉摸的潜力。
光学泵浦是提供用于操作激光器粒子的能量的便利方式。令增益介质的吸收系数为ε。它与吸收截面σa有关：ε＝ln(10)-1σaNg/V[见方程(3)]。吸收效率η吸收或由激光器粒子吸收的入射泵浦能量的分数，大致由粒子直径2a的ε倍来确定：
其中νp是泵浦光的光学频率。例如，考虑摩尔消光系数为65,000M-1cm-1的荧光染料。包括浓度为1mM的染料的增益介质具有ε＝65cm-1。厚度为10μm的染料的膜可吸收14％的泵浦射束(η吸收＝0.86)。
半导体的吸收与载流子密度ρc成比例。具有直接带隙的体半导体的吸收系数表达为ε＝A(νp/νg-1)0.5，其中在大多数体半导体中A＝104-105cm-1，并且νg是带隙频率。例如，对于GaAs(hνg＝1.42eV)，νp/νg＝1.2时，ε为1.5x104cm-1。厚度为250nm的薄GaAs板可以吸收58％的泵浦能量(η吸收＝10-1.5*0.25＝0.42)。
考虑具有Ep能量和射束大小的泵浦脉冲。随后通过E吸收＝η吸收Ep*η面积来给出吸收的能量，其中重叠参数η面积等于激光器粒子的大小与射束大小的比率，并且当射束大小小于增益介质的大小时η面积为1。部分总吸收能量经由自发和受激发射以光的形式从腔体辐射出来；其余的转化为热量和其他形式的能量。
随着泵浦强度的增加，越来越多的增益元素被激发到上状态。从方程(1)和(3)以及N总(t)＝Ng(t)+N1(t)，在稳态中的发射就绪上水平中的增益元素的分数可以表示为：
当信号引起的增益饱和(即分母中的最后一项)被忽略时(βq<<1，接近并且低于阈值)，在泵浦强度等于以下值时，达到50％的反转(N1＝0.5，N总＝Ng)
50％泵浦强度与每吸收截面每上水平寿命的一个光子除以量子产率相对应。对于高效增益介质，可以通过光学泵浦实现50％的粒子数反转。例如，对于λ＝488nm(hνp＝4.1x10-19 J)的泵浦脉冲，eGFP的吸收截面为σa＝2.1x10-16 cm2，并且QY＝0.8。当脉冲持续时间等于寿命(τs＝τp)时，激发半数分子到上水平所需的泵浦通量Ip,50％τp约为2.4mJ/cm2或24pJ/μm2。就光热损伤而言，该通量水平比人体皮肤组织的典型安全限制低1至3个数量级(取决于脉冲宽度)。
化学能量可被采用以创建粒子数反转。在氟化氢激光器中发现了一个已知的示例，其利用通过基本反应F+H2→H+HF*的氟化氢的旋转振动激发。该反应释放ΔG＝-31.6kcal/mol的自由能量。该化学能中的一部分转化为光谱范围在2.7-2.9μm(9.8-10.6kcal/mol)中的光子。然而，基于旋转振动激发的典型放热化学反应产生的ΔG仅为1-10kcal/mol。这远小于可见光子的能量(例如，在400-700nm处为40-70kcal/mol)。结果，基于这种化学能量的所有常规化学激光器都在红外区域中操作。
涉及电子而非振动跃迁的化学反应可适用于泵浦可见光或近红外激光器。电子跃迁在化学反应中相对较少，并且所谓的“化学发起的电子交换发光”(CIEEL)反应独特地支持电子跃迁。CIEEL可分为两种类型。类型1是分子内CIEEL，且利用溶剂笼中的能量传递以及来自反应产物的直接光发射：象征性地，A+B→[C+D*]和C+D*→C+D+hv。类型2是分子间的，且使用荧光染料来发射光：A+B→[C+D*]；D*+E→E*+D；并且E*→E+hv，其中E表示染料。
图10A-D描绘了CIEEL反应的各种示例：即，萤火虫荧光素酶-荧光素反应、碱性磷酸酶(AP)和氯-5-取代的金刚烷基-1,2-二氧杂环丁烷磷酸盐(CSPD)反应、过氧草酸酯-染料反应(也称为发光棒反应)、以及过氧化物酶-鲁米诺反应。尽管起始反应物不同，但所有这些反应都具有类似的高能量中间体1,2-二氧杂环丁烷。1,2-二氧杂环丁烷作为化学发光反应中间体具有独特的优点。1,2-二氧杂环丁烷的分解是π2-π2光环加成(photocycloaddition)的逆过程，其被禁止用于热激发，因此其能量中的大部分通过光子能量而不是热能量来释放。1,2-二氧杂环丁烷与其两种羰基产物之间的能量差为约72.5kcal/mol，使得可见光发射的电子跃迁是可能的。
生物发光和化学发光反应是泵浦激光器粒子的潜在候选者。高能量中间状态可以将光发射为电磁辐射(类型1)，或者经由近场FRET(类型2)将光子能量传递到附近的发光粒子，诸如染料。当从生物发光分子中发生FRET时，它通常被称为“生物发光谐振能量传递”或BRET。
动力学条件要求泵浦反应速率应远快于衰变速率。为了实现高反应速率，常规化学激光器采用气相反应。例如，氟化氢激光器的泵浦反应的速率确定步骤是H+F2→F+HF*。该反应的动力学常数为1.6x 1010M-1s-1，类似于室温下扩散控制双分子反应的典型动力学常数109到1010M-1s-1。与此相比，液相化学发光反应具有较低的动力学速率。例如，荧光素酶-荧光素的典型动力学速率常数仅为10s-1。对于过氧草酸盐-红荧烯染料反应，动力学速率常数可以更高，为105s-1，以及对于与酚增强剂的鲁米诺-过氧化物酶反应，动力学速率常数为107s-1。后者仅比氟化氢激光器中的反应慢1000倍。
葡萄糖的氧化释放出大量的吉布斯(Gibbs)自由能量：C6H12O6(s)+6O2(g)→6CO2(g)+6H2O(l),ΔG＝-685.7kcal/mol。该化学能量在理论上可用于例如经由后续的化学发光反应来生成光。代谢能量被消耗以产生三磷酸腺苷(ATP)分子，其被称为细胞的能量货币。该过程涉及向二磷酸腺苷(ADP)中添加第三个磷酸基团。从一个葡萄糖分子中生成总共30或32个ATP分子。在任何给定的时间处，我们身体中存在约1克的ATP。当细胞需要能量时，ATP分子被水解以分解成ADP和磷酸盐。平均而言，在典型的细胞中，每秒1-2百万个ATP分子被水解，并经由以下过程为各种细胞功能提供自由能量：ATP(aq)+H2O(l)→ADP(aq)+Pi(aq),ΔG＝-7.3kcal/mol.这种能量不足以直接在可见光和近红外范围中生成光子。一些生物发光生物体(诸如萤火虫和群体感测细菌)需要ATP作为辅助因子来克服化学发光反应中的激活屏障。利用代谢能量作为激光器粒子的泵浦源可能是一种选择。
电泵浦的可能的方法包括电化学发光、电流注入半导体中、和气体中的放电。诸如He-Ne激光器和CO2激光器之类的气体激光器使用通过气体来放出的电流。电子通过高压(300-1400V)加速，并与气体分子碰撞生成等离子体。激发的分子离子直接发射光或将能量传递到其他增益分子。
电化学发光的一般机制涉及电极表面处的电子传递反应和自由基(radical)中间体的湮灭：(1)A→A·++e-(在电极处氧化)；(2)B+e-→B·-(在电极处还原)；(3)A·++B·-→A·+B(激发态形成)；以及(4)A·→A+light(A·→A+光)。当离子湮灭是速率确定步骤时，反应发生在扩散控制限制附近。9,10-二苯基蒽(DPA)的离子湮灭步骤的动力学速率为2x1010 M-1s-1。通过使用具有10V的镜电极论证了电化学发光泵浦DPA激光器。
在电泵浦半导体激光器中，p-n结利用电压(通常为1.5至2.5V)来正向偏置。当正向偏置时，注入n型侧中的电子流向p型侧，其中导带中的电子与价带中的空穴重新组合。可以利用以下简化的速率方程来描述该辐射重新组合过程：
这里，N1是增益区域中的载流子的数量，N0是光学透明度的载流子粒子数，q是腔体中的光子的数量，I是注入电流，η是耦合效率(相当于量子产率)，e是电子电荷，g是增益系数(≈β/τs)。典型的半导体材料具有N0/V＝～1018cm-3，因此对于具有V＝10-12cm3的微米大小的激光器，N0＝106。使用η＝0.4，τc＝1ps，τs＝3ns，稳态中的阈值电流由Ith≈eN0/(ητs)＝～130μA给出。
尽管在半导体激光器中通常采用电泵浦，但是传统的设备架构可能不能直接应用于独立的激光器粒子。我们可以考虑有线和无线方法两者。采用某些类型的窄电线来提供必要的偏置电压和电流是相对简单的。无线功率传递对于体内应用更具吸引力。射频传输递送4.1mW的电功率以驱动在距离为1m处的半导体LED，生成7mW/mm2的光学功率。然而，对于独立的微米大小的激光器粒子，有线和无线方法两者都不太可行。随着激光器大小的减小，除非电信号的波长成比例地减小，否则天线的效率会降低。这要求频率在光学频率中，使无线传递相当于光学泵浦。
鉴于这个挑战，人们可能会考虑从周围生物物质中收获电流和电压的潜力。一个相关的示例是生物燃料电池，其将化学能量转化为电能。例如，在使用丙酮酸的基于线粒体的阳极和使用葡萄糖的基于活蛤的阳极中实现生成0.5-0.8V的开路电位。电鳗能够生成600V。受电鳗激发的人造电池可以实现激光器粒子的电泵浦。
其他类型的能量包括由肌肉和身体运动生成的动能和声致发光，该动能可以通过具有压电材料而转换成电能。
当泵浦脉冲被吸收时，其能量中的一部分被转换为热并增加增益介质的温度。对于短于<10ns的泵浦脉冲，在脉冲持续时间期间，对周围水介质的散热可忽略不计。在这种情况下，紧接在吸收泵浦能量E吸收之后的峰值温度增加ΔT由下式给出：
ρVcVΔT＝(1-QY)·E吸收 (31)
其中ρ是质量密度，V是体积，cV是比热容。因子(1-QY)表示转化为热的吸收能量的分数。
让我们考虑三个示例。案例I：对于具有大小为20μm(3.8ng)且比热(cp)为1.8J g- 1K-1的油滴，液滴上的10nJ(即通量为3.1mJ/cm2)的泵浦能量产生4.5nJ的热能，并致使温度增加ΔT＝0.7℃。案例II：对于具有大小为10μm(0.52ng)且cp＝1.4J g-1K-1的聚苯乙烯珠子，珠子上的1nJ(即通量为1.3mJ/cm2)的泵浦能量产生0.45nJ的热能和ΔT＝0.6℃的温度上升。案例III：对于具有直径为1μm以及厚度为250nm(约1.1pg＝5.8kg/m3(ρ)*0.2x10- 12cm3)且cp＝0.33J g-1K-1的GaAs盘，盘上的5pJ(通量为0.6mJ/cm2)的泵浦能量生成2.2pJ的热以及ΔT＝6.1℃。
过度的温度增加可对周围介质造成有害影响。代表性的影响是蛋白质变性，蛋白质变性诱导蛋白质结构的展开并导致蛋白质活性的丧失。典型蛋白质在水中展开时的自由能量的变化为10-20kcal mol-1。这与每分子0.4-0.9eV的活化能量Ea相对应。根据Arrhenius模型，降解的速率与成比例。
对于脉冲加热，以蛋白质变性为代表的热损伤的幅度不仅取决于温度，还取决于暴露于升高的温度的持续时间。当温度增加达持续时间τe时，变性的量或热损伤的幅度由下式给出：
如果降低加热时间，则变性需要相当更高的温度。例如，当以10ns的短的持续时间暴露于热时，蛋白质变性发生在90℃(ΔT＝53℃)的峰值温度处，而对于1s的长时间的暴露，蛋白质变性在60℃(ΔT＝23℃)的温度处被诱发。
由温度上升引起的内部压力变化由下式给出
p1-p0＝αVKB(T1-T∞) (33)
其中αV是热膨胀系数(水为2.1x10-4 K-1，软组织为约4x10-4 K-1，以及GaAs为约1.7x10-5 K-1)，KB是(等温)体积模量(水为2.2×109Pa，以及GaAs为8.6×1010Pa)，p0和p1是泵浦脉冲之前和之后的压力。对于不可压缩的固体和液体，温度增加1℃会升高0.4到1.5MPa。
压力和热膨胀产生功效。这种能量的一部分引起机械(声)波。
声能表达为：
光声生成的效率(被定义为声能与吸收的热能的比率)由下式给出：
这里，Γ＝αVKB/(ρcV)是Grüneisen参数。对于水和细胞，它的值为约0.11，并且对于软组织，它的值为0.7-0.8。对于水，系数ΓαV为2.3x10-5(对于GaAs，为1.3x10-5)。在生物医学应用中，T1–T∞通常限制在<10℃，因此只有一小部分(<10-4)的吸收能量作为声波辐射。
转换效率不是恒定的，而是与温度上升成比例。有趣的是认识到声能与吸收能量的平方成比例，而不是与输入能量本身成线性比例。这种关系可能看似违反直觉，但是是由于以下事实：在方程(34)中给出的最初的压力增大实际上在后续的(绝热的)体积膨胀期间(图11)随时间减小。光声生成可以被视为热发动机。在固体或液体中，效率是低的。在气体中，αV＝～1/T1(其中，T以K给出)，并且对于卡诺(Carnot)热发动机我们得到熟悉表达式：效率≈(T1–T∞)/T1。在这种情况下，可以获得更高的光声转换效率。
径向对称几何形状的热传导描述如下：
其中k是热导率，并且是每单位体积的生成热的速率。忽略黑体热辐射。
案例I：短脉冲泵浦：让我们考虑具有半径为R的球形粒子，该球形粒子最初地与T＝T∞处的介质处于热平衡。随后在t<0处通过短光学脉冲来泵浦粒子，并在t＝0处将粒子加热至T1温度。为简单起见，我们假设粒子和介质具有相同的包括热导率的材料性质。起源于周围介质中分子的运动的对流在短的时间尺度期间被忽略。边界条件可以重写为：
微分方程的格林函数是
其中α＝k/ρcp是介质的热扩散系数。在给定的t处，格林函数在r＝(4αt)1/2处具有1/e半宽。
因此，热在直径为2R的球体上扩散所花费的时间变为：
τ＝R2/α (40)
这个时间τ被称为球体粒子的热弛豫时间。
使用格林函数和以上的边界条件，解可以显示为：
其中ΔT归一化≡(T(r，t)-T∞)(T1-T∞)是归一化的温度轮廓，并且erfc＝1-erf表示互补误差函数。在图12左图中，我们绘制了在若干时间延迟处的ΔT归一化。粒子内的温度梯度是由于粒子的有限的热导率和热扩散性。图12的中间图中显示了在r＝0.5R处的粒子温度如何随时间减小。它遵循指数衰变，其中当t<0.2τ时，为4τ的1/e倍，当t>τ时，T∝t-3/2。有限的弛豫时间蕴含着由于重复泵浦而导致的加热。图12的右图中绘制了在100个脉冲(其中在脉冲之间具有均匀周期Δt)之后的累积温度上升。当Δt＝0.3τ时，稳态温度增加约为通过单脉冲的温度上升的两倍。这设置了用于泵浦的最大重复率的限制，比如在此示例中为500kHz。
当脉冲宽度短于热弛豫时间时，在脉冲吸收期间，在粒子中累积的所有热不能扩散出去到介质中。当介质是组织或细胞时，其热性质与水的热性质相似：因此，我们可以使用k＝0.6Wm-1K-1和α＝0.14x10-6 m2s-1。弛豫时间τ是掌控通过向介质散热来冷却粒子的基本时间常数。时间常数与热扩散性的倒数成比例。诸如细胞质和组织之类的水介质，是比空气更好的导热体，但比半导体更加绝缘。因此，生物介质中的散热通常比片上半导体激光器中的散热更慢。应注意，τ与R2或粒子的表面积成比例。粒子越大(越小)，热弛豫时间越长(越短)；对于R＝10μm，τ＝700μs；对于R＝1μm，τ＝7μs；以及R＝100nm，τ＝70ns。
以上的分析对于均质材料有效，并且以上的分析是对于具有高的水含量的粒子或由液体和聚合物组成的粒子(诸如，油(k＝0.15Wm-1K-1)、聚苯乙烯(k＝0.14Wm-1K-1)和二氧化硅(k＝1.4Wm-1K-1))的合理近似。
由半导体和金属制成的激光器粒子具有比电介质的导热性大2-3个数量级的导热性：例如，GaAs(k＝52Wm-1K-1)、硅(k＝150Wm-1K-1)、银(k＝410Wm-1K-1)、和金刚石(k＝～1000Wm-1K-1)。在这种情况下，粒子内的温度几乎恒定。该条件通常根据Biot数(Bi＝hR/k1)来描述，其中h是热传递系数，并且k1是粒子的热导率。对于与特性时间相当的短的时间尺度(例如，t<0.2τ)，h是时变的，但可以近似为h≈k2/R，其中k2是介质的热导率，并且因此，Bi≈k2/k1。Biot数与粒子的表面处的对流与体内传导的比率相对应。小Biot数表示对热传导的小阻抗和粒子内的小温度梯度。
案例II：连续泵浦：我们现在考虑按照的速率将泵浦能量连续地供给粒子，并在粒子达到稳态时计算粒子的温度。根据介质中的热方程(即)和边界条件
其中每单位体积的能量率由给出。温度上升与介质的弛豫时间成比例。
对光学辐射的要求是根据最大允许暴露(MPE)来进行量化的，MPE大致被定义为有害光热和光化学效应的损伤阈值的十分之一。ANSI Z136.1标准根据对视网膜和皮肤的生物危害对激光器进行分类。根据标准指南，皮肤的激光曝光限制由以下项给出：对于τp＝1-100ns，为0.02*CA J/cm2，并且对于τp＝100ns至10s，为1.1*CAτp 0.25J/cm2，其中CA是波长相关的经验系数：对于400-700nm的光谱范围，CA＝1，对于700-1050nm，CA＝100.002(λ-700)，并且对于1050-1400nm，CA＝5。对于长时间暴露τp>10s，MPE水平为2*CA W/cm2，这是根据光学强度而非通量给出的，因为在长时间暴露期间达到激光诱导加热和传导冷却之间的热平衡。对于750-1050nm处的准直近红外光对眼睛的长时间光学暴露，对于视网膜安全性的MPE水平为CA mW/cm2，其中在角膜处测量强度。
将激光源集成到生物组织或活细胞中需要具有微米尺寸(典型的哺乳动物细胞如HeLa具有约20μm的直径)、泵浦能量源和良好的生物相容性的独立且紧凑的设备。目前，仅存在几个成功将发射激光结构集成到细胞中的示例，该发射激光结构的大小通常是其最大尺寸大于8微米。
在过去的几十年中，一直在积极地寻求激光源的微型化，目的是实现具有快速切换时间和/或低功耗的集成光电子设备。制造小的紧凑型激光器最广泛的选择之一是利用在小结构中产生的回音壁模式(WGM)，其相对于外部环境具有足够高的折射率。WGM谐振器已经以多种不同的形状和材料实现；增益介质可以用于构成腔体本身，或者其发射可以耦合到由惰性材料制成的谐振器中的WGM。掺杂有染料的聚苯乙烯微球已经显示出在光学泵浦时生成激光。迄今为止报道的最小的微球激光器约为8μm，这受到随着大小减小而减小Q因子的限制。已经报道了来自大小小至约3.5μm的掺杂染料的微球的自发发射，但是由于有限的腔体Q因子、增益和泵浦能量，仅论证了低于激光器阈值的操作。
微盘是利用半导体作为增益介质制造的紧凑型激光器的常见示例，因为这些结构可以从外延生长的晶片经由光刻工艺来获得。它们的特性在于：几微米到几十微米的横向尺寸，但是它们的厚度可以缩小到约100nm(与λ/4n量级的限制相对应)。鉴于它们的高折射率(对于最常用的III-V化合物而言约为3-3.5)，已经利用无机半导体论证了最小的腔体。例如，已经实现了具有直径为2-4μm，厚度为100-200nm且Q因子高达12,000-17,000的结构，用于发射大约900-1000nm的激光。虽然利用对设备形状和表面粗糙度进行的适当设计实际上可以达到高得多的质量因子(超过108)，但是这些结构通常具有相当地更大的直径(几十微米)。在另一方面，已经论证了小到≈600nm的设备，尽管具有较低的Q因子(约在103的量级上)。然而，应注意，这些盘形激光器制造在基底上，基底具有的大小远大于盘的大小。当然，已经报道了不尝试对这种盘进行涂覆或将盘形激光器***细胞中。
已知在可见光范围中具有高转染效率和高亮度的若干对生物发光酶和基底。生物发光的光谱带宽通常为50-100nm，类似于荧光的光谱带宽。生物发光的寿命也类似于典型的有机荧光团，在纳秒的量级中。生物环境中的典型生物发光反应速率为每酶分子0.1-10光子/秒。尽管该速率不足以生成受激发射，但是生物发光可以与光学腔体耦合。
例如，作为优选的实施例，我们已经制造了涂有萤光素酶的未掺杂的聚苯乙烯珠子，其可以生成具有由腔体模式调制的发射光谱的生物发光。将生物素化的Gaussia荧光素酶(GLuc，19.9kDa)涂覆在聚苯乙烯微珠的涂覆有链霉亲和素的表面上。珠子表面上的Gluc氧化腔肠素(CTZ，423.46Da)，用于生成生物发光光，该生物发光光渐逝地耦合到珠子的WGM(图15，左图)。当将CTZ(25μM)被添加到包含分散的涂覆有GLuc的珠子的介质中时，从珠子的表面生成明亮的生物发光发射(图15，中间图)。从在添加CTZ之后的23至28秒获取的代表性输出光谱显示出可良好区分的WGM结构(图15，右图)。输出发射中的模式结构不同于生物发光的标准宽发射。与光学泵浦荧光粒子相比，生物发光粒子可以通过例如经由静脉注入施用基底分子来在一定深度处的组织中以及生物体中的几乎任何地方被激发，而不受由光学泵浦的穿透深度强加的限制。
一旦注入诸如软组织之类的生物系统中，可以通过诸如荧光显微镜之类的光学成像仪器来检测和定位独立的激光器粒子。然而，可以设计新颖的显微镜配置以检测来自激光器粒子的受激发射。考虑将激发射束聚焦到包含均匀分布的探针的介质中(图16，左上)。对于单光子激发，在z处的截面面积之上积分的信号的总量是恒定的(图16，右上)，因此，明场成像不能为厚样品提供光学切片。在双光子显微镜中，信号强度与激发射束的强度的平方成比例；这提供了光学切片(图16，左下)。在激光器粒子的情况下，只有在强度超过发射激光阈值的焦点处才能实现发射激光(图16，右下)；这提供了具有低于衍射极限的空间分辨率的光学切片。该技术可被称为激光器粒子受激发射(LASE)显微镜。
在阈值以上，可以从方程(6)针对轴向(z)和横向(x，y)方向导出PSF的全宽半最大值(FWHM)ΔLASE。分辨率增强因子的近似形式显示为：
其中Δ0是高斯射束的衍射极限：Δ0,z＝2zR；Δ0,x,y＝1.67zRNA，其中zR和NA分别是激发射束的瑞利(Rayleigh)长度和数值孔径。分辨率始终小于衍射极限，并且在阈值Pth附近最小，在阈值处(ΔLASE/Δ0)最小≈β1/4。
LASE显微镜使用单光子吸收(尽管双光子泵浦是可能的)，仅在焦点体积处生成受激发射，并且不需要紧密的针孔。在这个意义上，LASE显微镜具有共焦和双光子显微镜的有利特征以实现信号的有效生成和收集，并具有亚衍射极限分辨率。
另一个有利特征是低离焦(out-of-focus)背景。激光器输出的窄光谱特征容易与来自可能存在于激光器粒子周围的其他荧光分子的自体荧光(auto-fluorescence)区分开。受激发射的衰变时间由腔体寿命确定，腔体寿命比荧光衰变时间短得多。因此，寿命测量可以将激光器模式与自发背景区别开。LASE显微镜的低背景可以在散射组织中提供增强的大于500μm或甚至1-2mm的成像深度。
我们构建了倒置成像设置(图15)。该设置的配置类似于线共焦高光谱荧光显微镜，但与典型的高光谱显微镜不同，该装置使用高分辨率(0.05-2nm)光谱仪，该光谱仪包括可调谐入口狭缝、衍射光栅、和具有1024-4096像素的电荷耦合设备(CCD)相机。
作为激光器粒子，我们使用碘化铅钙钛矿(CH3NH3PbI3)纳米线，其生长到300-500nm的典型宽度和3-7μm的长度。将样品转移到载玻片上并利用盖玻璃光学环氧树脂进行空气密封，以防止通过水分和氧气降解。
考虑到纳米线的长形状，泵浦射束被成形为具有匹配的细长形状以及跨纳米线的短轴的测量扫描轮廓。泵浦光源是发射波长为532nm的光的微芯片激光器，该波长为532nm的光具有为5kHz的重复率，以及略长于钙钛矿的荧光寿命(τ≈2ns)的约为2.5ns的脉冲持续时间。物镜是0.8-NA，40X水浸透镜(尼康)。采用柱面透镜(CL；f＝500mm)来在焦点处形成椭圆形泵浦射束轮廓，其中沿x轴的FWHM为2.4μm，在y轴中，FWHM为9.5μm。采用椭圆形泵浦轮廓照亮纳米线的整个长度，并且因此实现有效的泵浦。样品台上的纳米线被定向为平行于泵浦射束的主(y)轴。泵浦射束的偏振轴与纳米线的长(y)轴正交对齐，在此处的阈值强度最低。通过平移准直透镜(L1)来沿着x轴扫描泵浦射束，从而在成像平面中产生35-nm的步进分辨率。输出发射被引导到相机和与偏振无关的基于衍射光栅的光谱仪。光谱仪的入口狭缝沿着纳米线的长轴(y)定向，使得通过光谱仪收集整个纳米线的发射。光谱分辨率为约1nm。
图15的插图显示了在CCD上成像的典型泵浦射束轮廓，以及来自5μm长的纳米线的、通过CCD上的长通滤波器(LF)收集的、分别在低于和高于阈值的泵浦能级处的荧光和激光发射图像。激光发射轮廓展现出在两端处的亮点(指示纵向激光振荡)，以及相干激光发射的特性干涉形态。在检测器平面处的激光器输出的偏振态几乎平行于短(x)轴。
进行实验以支持LASE成像的概念的证明。图16A显示了高于阈值的来自纳米线的典型输出光谱。光谱被分解成宽带荧光背景(图16A中的灰色曲线)和窄带受激发射分量(品红色曲线)，该宽带荧光背景具有与在低泵浦功率处获得的荧光光谱相同的轮廓。通过对受激发射光谱进行积分来测量激光功率。图16B显示了作为泵浦能量的函数的测量输出。数据揭示了明确定义的在泵浦脉冲能量为0.58mJ/cm2处的发射激光阈值。利用β＝1.3×10-3得到基于方程(6)的最佳曲线拟合。
图16C显示了分别在两个不同泵浦水平(p(＝P/Pth)＝1和1.8)处的纳米线的x扫描轮廓。测得的横向(x轴)分辨率ΔLASE在p＝1处为520nm，比荧光检测的分辨率低约5倍，该荧光检测是从在p＝1处的荧光背景发射的扫描轮廓(FWHM，约2.5μm)测得的。如图16D中所示的，LASE显微镜的FWHM在p≈1处具有最小值，并且随着泵浦脉冲能量的增加而增加。基于使用实际泵浦轮廓和假设的纳米线大小(5μm×0.3μm)的数值模拟的拟合曲线与实验数据显示出良好的一致。随着泵浦的增加，荧光FWHM的轻微增加想必是由于泵浦诱导的荧光饱和或增益消耗(即，N0随q减小)。
利用类似的长度和β值从许多不同的纳米线中一致地测量出类似的因子约为5的分辨率增强。光谱仪前面的共焦狭缝的开口宽度通过其对于激光器输出测量的导致稍微不同的β值的影响，而仅适度地影响分辨率。
通过采用射束扫描仪，LASE显微镜可以从图15中的设置延伸到如图17A中所示的射束扫描成像设置。电流计镜扫描仪和声光射束偏转器是众所周知的。
LASE显微镜可以进一步与其他成像模态(诸如，共焦荧光成像、多光子成像、反射成像、和光学相干断层扫描(OCT))组合。例如，该系统可以采用飞秒激光器来生成和收集来自激光器粒子周围的结构(诸如，细胞和组织)的双光子或三光子激发的荧光或谐波生成信号。图17B中示出了示例性实施例。本领域已知的适当的二向色滤光器和分束器可用于管理飞秒激发射束和泵浦射束，以及荧光和谐波信号以及来自激光器粒子的受激发射。
代替光学检测，可以通过使用光声显微镜来检测激光器粒子并对其进行成像。激光器粒子可以释放吸收的泵浦能量中的一小部分作为声波能量。该机制可以允许通过如在光声检测中的声换能器来检测粒子。声波的振幅与泵浦速率P(t)成比例。Ng≈N总的不饱和方案中，光声信号简单地与泵浦强度成比例。
然而，处于激发态N1中的分子的数量变得与N总相当，基态的耗尽限制了泵浦吸收，结果，与相同强度的不饱和情况相比，光声信号衰减。应注意，高于阈值，激光振荡将激发的分子的数量钳位到恒定水平，因为受激发射将激发态的分子向下带到基态。随着增益分子在激光器中更快地再循环，在饱和方案中，与没有腔体的相同增益介质相比，该过程可以在激光器粒子中产生更高的光声信号。
导星是一种估计由于大气湍流引起的波前畸变的天文技术。由于当存在湍流时空气的密度发生变化，折射率的不均匀性使光的波前变形，因此地面观测台中的望远镜检测严重变差的星图像。为了解决这个问题，将激光射束直接照射到天空，并通过将入射光和返回光之间的差异进行比较来测量波前畸变。可以通过以下方式来生成返回光：来自10至15km高度处的空气分子的激光的瑞利散射或者在95km高度处的原子钠的激光诱导的荧光。在导星辅助波前测量之后，可以经由用于补偿波前畸变的自适应光学设备(诸如，可变形镜阵列)来恢复模糊的星图像。
使用天文学中的相同的原理，导星在生物成像中也起着重要作用。生物组织由于其不均匀的光学性质而导致散射和波前的畸变，限制了特别是放置在深度处的样本的成像。由于传输矩阵提供了在给定的任意输入场处散射介质之后的输出场的估计，因此可以通过基于传输矩阵的信息对输入光的波前进行成形来制作聚焦点或校正深部组织中的样本的变差的图像。在这个过程中，导星对测量给定组织的传输矩阵是有用的。导星的原理涉及反馈和共轭过程。首先，反馈方法利用放置在深部组织中的荧光粒子并监测荧光强度并找出最大强度。其次，共轭方法收集从靶发射的光并合成相位共轭射束，该相位共轭射束在照射到组织时可以跟踪回到焦点。该过程是可能的，因为组织中的光的散射和传播是时间可逆的。
激光器粒子可以是可作为导星显示出更好的性能的潜在候选者，而不是普通的荧光标记。例如，激光器粒子的发射激光阈值可以是反馈导星中的敏感指标。激光器粒子可以是共轭导星的理想源，因为它们可以生成空间和时间上相干的光。结合给予来自激光器粒子的发射光时间相位的注入锁定，激光器粒子可以被实现为各种应用，诸如，使用相干门控的基于共轭的校正。
通过使用注入锁定(图18A)，输出的相干性可以扩展到光学相位水平。注入锁定表明：当窄带光从外部进入激光器时，光可以在腔体中被放大并锁定输出，使得激光器输出的相位被相位锁定为注入的射束。注入锁定建立了相对于注入射束的相位相干性，并且应该允许使用相干干涉测量来检测激光器粒子(图18B)。利用这个原理，我们可以经由利用注入射束的干扰来测量组织外部的激光器输出的波前，同时调制泵浦的开和关(闪烁导星)。当具有相同波长但具有共轭波前的共轭射束照射到组织上时，它可以跟踪其路线回到激光器粒子所在的位置(图18C)。这个技术可对精确的深部组织光学调制有用。另外，原则上可以利用光学相干断层扫描来检测注入锁定的激光器粒子，注入锁定的激光器粒子可能用作造影剂。
激光器粒子可以并入到活细胞的细胞质中。存在多种生物和细胞摄取过程，包括胞吞作用、吞噬作用和大细胞吞噬作用。可以将细胞与包含激光器粒子的介质一起培养足够的时间，使得发生粒子的细胞摄取。
对于不能有效摄取粒子的细胞，可以使用物理***方法，诸如，基于机器人移液管的注入。
通过使用微流体液滴设备可以实现更多受控的摄取或激光器加载过程。在油中生成使用注射泵将微米和纳米尺度的物体进行封装的水滴的一些技术是本领域公知的。图19A描绘了示例性微流体通道设备的示意图，其中每个包含激光器粒子或细胞的两个液滴被配置成被合并成单个液滴，并且液滴中的细胞后续内化激光器粒子(图19A)。
图19B示出了采用微流体通道设备、泵浦光源和光谱分辨检测设备的装置的示意图，该装置能够测量细胞中的激光器粒子的输出光谱。该装置非常适合于以高速读取细胞内激光器的光谱特征或条形码的高通量读数。
采用无源或有源分选布置(诸如，支柱和高压电极)，该装置可***作以通过使用基于来自激光器粒子的输出发射光谱的光学信息来对激光器粒子或携带或包含激光器粒子的细胞进行分类。
由于它们的发射光谱窄，嵌入在细胞中的激光器和光学腔体在单个细胞的光学标记中具有很大的应用的潜力。细胞标记将能够区分大量的细胞亚群或甚至在单细胞水平上研究细胞并用于高度多重化测定。当前的标记方法包括利用以特定形态排列的发射器的图形编码、物理编码、寿命编码、光谱测定编码、以及使用稀土元素的基于质量的标记。这些方法中的大多数限于大致10到100个条形码。图形条形码能够实现更多的组合，但它们需要成像，成像是慢的。包括脑彩虹和多样彩虹(Multibow)的光谱测定方法受到染料、量子点或荧光蛋白的广泛发射的限制。可以通过利用强度进行多路复用来增加唯一标签的数量，并且利用高达500种组合进行编码在商业上是可行的。然而，强度编码需要校准仪器，并且可由于光漂白、染料降解、光散射和吸收而改变，这可尤其对于体内研究成问题。
传统的荧光显微镜和荧光激活细胞分选仪(FACS)不能分辨精细的光谱线。对于高光谱测量分辨率，可以通过采用泵浦源和高分辨率光谱仪来配置流式细胞仪装置(图20)。
具有亚微米大小的激光器粒子涂覆有结合(binding)分子，诸如，抗体、肽、和点击(click)分子。将这些激光探针与细胞混合，使得探针与细胞表面上或细胞质中的靶特异性生物标记物结合(图20)。对于每个识别分子，分配具有相同输出波长的激光器粒子，并且将不同的识别分子附着到具有不同波长的激光器粒子上。随后，通过测量在它们的对应的波长处的强度，可以容易地分析每个类型的激光器粒子的数量。数量与它们的靶分子的丰度成比例。
为了实现微型激光器粒子，在某些实施方式中，可以使用光子半导体回音壁模式盘形激光器。由于半导体的折射率(n＝3-3.5)远高于细胞溶质的折射率(n＝1.33-1.4)，因此半导体盘形激光器可具有小于真空光学波长的直径，并且具有为波长的一部分的厚度。与量子点一样，半导体粒子不会进行光漂白和生物降解，这使得它们适合于长期跟踪。
通过标准电子射束光刻可以从单个批次制造数百万个相同或增量的粒子(图21A)。在反应离子蚀刻和部分化学湿蚀刻之后，在支柱上产生微盘。该结构在本领域中是已知的。在利用980nm、5ns脉冲进行光学泵浦时，支柱上微盘激光器生成窄的激光发射(图21A)。
在示例实施方式中，我们已制造了具有范围从0.5至3μm的直径的半导体微盘。这些微盘可以具有构建在InP基底上的InAlGaAs量子阱结构。首先可以使用电子射束光刻、反应离子蚀刻来对盘形状进行光刻雕刻，然后通过移除InP牺牲层的酸性湿蚀刻来从基底断开(图21B)。最终的产品是独立的盘形激光器或“激光器粒子”(图21B)。可以在适当过滤之后将激光器粒子转移至水溶液。
当在1064nm下以足够的脉冲能量(1-100pJ)光学泵浦时，几乎所有收获的激光器粒子都达到激光阈值并生成窄带受激发射(图21C)。大多数激光器粒子发射与l＝10-11的WGM模式对应的单个模式。一些粒子生成两种模式，其特征在于两条不同的激光线分开50-60nm，与盘形腔体的自由光谱范围相对应。
可以通过相对厚的生物组织(诸如，鼠耳皮肤)来测量来自微盘粒子的激光器输出，其具有的高信噪比(图21C)。
如公式(22)中所描述的，可以通过改变直径来调谐激光器盘的输出波长(图22A)。利用电子射束光刻，可能的是，以高精度以降至1nm的步长来改变盘的直径(图22B)。
除直径之外，可以使用若干其他变量来调谐输出波长。这些包括用于有源和包层(壳)区域的不同半导体材料、半导体材料的应变、量子阱的厚度、在多个量子阱的情况下量子阱之间的距离、以及钝化层的厚度。可以在激光器粒子的表面上形成光栅结构，用于模式选择和实现单个模式振荡。
用于UV、蓝色、和绿色区域中的短波长的材料系统是II-VI化合物和III-V族氮化物系统，诸如，ZnS、ZnSe、GaN、和AlN。AlGaInP系统(诸如夹在(AlxGa1-x)0.51In0.49P分开约束屏障层中的GayIn1-yP量子阱)可以生成600-700nm的可见波长。对于双异质结构，在GaAs晶格上生长的AlxGa1-xAs适合于获得在700-900nm范围中的发射激光波长。可以通过夹在AlGaAs或GaAs层之间的应变InxGa1-xAs来转换900-1100nm的波长区域。在InP或AlxGayIn1-x- yAs-InP系统上生长的In1-xGaxAsyP1-y覆盖1.1至1.65μm的范围。其他系统包括InGaAsN/GaAs量子阱结构。
对于激光器粒子及其细胞内操作的另一个实验论证，我们从各种半导体外延晶片制造微盘激光器。晶片包括具有不同合金组成的InP/InAlGaAs/InP，用于具有厚度为200nm(或350nm)的InAlGaAs增益层。晶片的标称增益中心波长分别为1200、1275、1350、和1425nm。我们还从GaAs/AlGaAs/GaAs(840nm)、和InP/InAlAs/InP(840nm)以及量子阱晶片制造了微盘激光器。
电子射束光刻在10-nm尺度下具有高分辨率，但需要相对长的扫描时间。为了大批量快速制造，我们使用使用定制掩模和光刻胶的光学光刻。在UV照射和反应离子蚀刻之后，盘列的大小的范围为1.5至3μm。将图案化的基底转移至HCl溶液，用于进行湿蚀刻来移除InP牺牲层。在过滤和洗涤之后，我们在胶体溶液中获得独立的激光器粒子。通过小心地最小化粒子的损耗，湿蚀刻/转移过程的产率可以达到50％。在基底上的1000万个微盘中，收集了超过500万个独立的激光器粒子。
图23显示了由三种晶片制成的128个激光器粒子的输出波长的分布，这三种晶片由InAlGaAs的稍微不同的合金组成制成。将粒子放置成：它的平坦表面中的一个与平坦玻璃基底接触，而另一个表面暴露于空气。使用来自Nd-YAG激光器(1064nm)的纳秒脉冲进行光学泵浦，聚焦至1-2μm的典型光斑大小。激光器粒子的标称大小为2.3μm，但由于光学光刻步骤中的有限分辨率和随机或系统变化以及其他可能因素，因此实际大小不相同。结果，测得的直方图显示在每个晶片的整个增益光谱之上的宽范围的波长。可以通过使用具有适当组成和优化直径范围的晶片来以1-2nm或更小的间隔完全填充1150nm至1500nm的宽光谱范围。
暴露于水和生物环境的半导体材料可生成可能有毒的电化学效应。在表面处，接合结构断裂。断裂的接合使表面具有高反应性，通过吸收O、C和其他原子和分子导致表面重建(它们之间的表面原子接合)以及表面污染。这可以改变表面处的半导体的能级，这可以导致载流子电流通过表面泄漏到周围环境，并生成许多不期望的电化学过程(诸如，半导体腐蚀和水分解(split))、以及激光器粒子的量子效率变差。
该问题的实际解决方案是利用钝化层涂覆半导体表面，使得在半导体表面处主要存在体接合。广泛使用的包覆材料包括SiO2(图24A)或具有匹配晶格常数但带隙较宽的类似半导体。宽的带隙防止载流子从半导体中逸出。为了进一步降低由于表面电化学引起的不良影响，可以选择封装材料和泵浦波长，使得泵浦光不光学激发该材料。
利用如用于生物相容性量子点中的生物相容性聚合物进行表面涂覆或表面功能化可以进一步增加激光器粒子的生物相容性，并使其可用于细胞和动物中，以供长期实验。激光器粒子可以利用这种聚合物和生物相容的或生物惰性材料来涂覆(图24B)。此外，生物识别分子(诸如，抗体、蛋白质、各种小分子和药物)以及无机纳米粒子(诸如，氧化铁)可以附着在激光器粒子上(图24B)。
此外，激光器粒子可以通过脂质体封装以改进生物相容性和循环时间(图24C)。可以利用生物识别分子(诸如，抗体)来对脂质体进一步功能化，用于进行靶向(图24C)。
遗传标记的探针是有用的，针对遗传标记的探针，我们可以使用混合方法。可以使动物中的靶细胞群过表达某些表面膜蛋白，并且利用它们的抗体涂覆激光器粒子，使得激光器粒子结合到细胞表面。其次，转染细胞以产生特定的细胞内蛋白质，并且粒子被设计成仅在与靶细胞中的蛋白质结合时才产生某种发射特性。
对于生物相容性涂层，在通过浸入HCl中并进行过滤以移除HCl来将盘转移离开晶片之后，我们将盘(在EtOH中1百万/ml)与0.1μM MPTMS(3-巯基丙基三甲氧基硅烷)混合，以在半导体表面上沉积单层硅烷。随后，将NH3、H2O和TEOS添加到溶液中以生长二氧化硅壳。调整反应时间和TEOS浓度以获得所需的二氧化硅壳厚度。图25显示了涂覆有不同厚度的二氧化硅层的两个InAlGaAs微盘激光器粒子的SEM图像。
将细胞与分离的激光器盘粒子一起培养，以将它们内化到细胞质中。图26显示了在细胞核外部的细胞溶质中具有一个或两个细胞内激光器粒子的HeLa细胞的各种图像。可以通过控制细胞密度和激光器粒子在细胞介质中的浓度比率以及其他因素，来改变每个细胞的粒子的数量。我们发现无涂覆或涂覆二氧化硅的激光器粒子显然在细胞溶质内自由移动，改变了它们的定位和取向。我们还观察到光学泵浦脉冲的辐射力可以使粒子移动。
图27显示了典型的输出-泵浦-能量曲线，光谱的稳定性(<1-2nm)，光谱线宽(0.3-0.6nm)。来自细胞内激光器的窄带单峰激光发射清楚地显示了使用激光器粒子进行多路复用和细胞标记的可行性(图27)。
参考图28，考虑激光器粒子，其光谱宽度小于1nm(Q因子>103)，并且它们的中心波长可以在具有1nm的步长的超过1000nm(例如，0.6至1.6μm)的宽范围中的任何地方。可以存在填充在一千个光谱面元(N＝1000)中的一千个不同的激光器粒子。当将一组五个随机选择的激光器粒子被递送到细胞中时，利用五个激光线的独特组合来标记细胞。可能的组合的数量由下式给出：C(N,m)＝N(N-1)...(N-m+1)/m！,其中m是每个细胞的激光器粒子的数量。对于N＝1000和m＝5，我们发现存在8万亿种组合，足以标记整个老鼠中的细胞！
考虑被附着形成双联体的两个激光器粒子。双联体存在499,500(＝C(1000,2)＝D(1)＝S(2))个组合。有1.66亿个类型的三联体激光器(由三个激光器形成)。这些策略实际上提供了无限数量的标记。这种大规模波分多路复用的关键因素是N很大。对于荧光，N限制为4、或最多为10。
基于激光的标记允许细胞谱系(lineage)跟踪。最初，每个细胞加载有许多粒子或大量感染，例如，双联体粒子中的<m>＝128没有重叠。这允许标记约3,500(D(1)/128)个细胞。现在，这些细胞随着时间而***。由于该组粒子在每次***时被分解成大致一半和一半，因此在第5代之后，在细胞中将平均剩余4个双联体。由于相同的双联体只存在于他们的直系祖先中，而不在其他中，因此标识他们的家谱是可能的。通过对粒子的数量进行计数，也可以估计通路的近似数量。还可以测量增殖图。
可以利用盘状形状来形成双联体和三联体(图29)。可存在许多不同的方法来制造双联体和三联体。作为一个示例，在图29A中显示了用于直接接合两个半导体盘的图示。可以在盘之间***诸如SiO2层之类的绝缘层，以避免光学串扰(图29B)。可以进一步利用功能性分子或纳米粒子以及聚合物来涂覆所收获的粒子(图29B)。
替代地，两个激光器盘可以分别涂覆有两种不同的结合化学物质(诸如，Tz和TCO点击化学分子)，并相互胶合。另一种方法是使用间隔物材料，诸如，具有0.3-1μm的直径的聚苯乙烯珠子。利用适当的化学胶，可以产生双联体(图29B)和三联体激光器粒子(图29C)。
除细胞标记之外，通过跟踪单个细胞来观察其在活体动物中随着时间增殖、迁移以及细胞-细胞和细胞-组织相互作用的能力将是非常有用的。这是超过病毒标记技术(被称为DNA条形码)的主要优势，病毒标记技术不能通过光学成像来可视化，并且只有在处死动物之后才能在体外使用PCR放大和测序来被读取。激光标记的细胞可在体内重复成像，通过流式细胞仪来分析，并分选用于基因谱分析和单细胞RNA测序。在单个动物实验中，从分子、细胞、组织和系统水平获得超过数百至数十亿细胞的此类综合信息的能力是前所未有的。应该注意的是，激光器探针可以与常规荧光标记技术和转基因报告小鼠以及DNA条形码一起使用。
激光器粒子的另一个应用领域是生物感测。不同的激光器腔体对腔体(最显著的是WGM腔体和光子晶体腔体)周围的折射率变化的变化是敏感的。这些腔体中的任何一个都可以在发射激光方案中操作，或者仅作为陷波滤波器来测量谐振频率的偏移。代替仅仅测量折射率，腔体的表面可被功能化来仅将特定分子结合到表面，以这种方式可以进行特定检测。WGM可以通过渐逝场与微球外部的环境相互作用。微球的表面上的或表面附近的粒子改变光的光学路径和/或腔体损耗。这导致谐振频率的偏移。在回音壁模式谐振器中的谐振条件大致为2πan1＝lλ。这里，a是谐振器的半径，n1是折射率，l是模式数量，并且λ是模式的谐振波长。分子与表面的附着增加了有效折射率。
该折射率变化经由以下方式改变谐振波长：
其中αex是结合分子的过度极化，σ是分子的表面密度，ε0是真空介电常数，n1和n2分别是谐振器和周围介质的折射率。由于模式偏移的检测将受到模式的基本线宽的限制，因此可以通过使用Q≈Δλ/λ来估计最小的表面密度。例如，牛血清白蛋白(BSA)具有αex/4πε0＝3.85x10-21 cm3，并且使用在水(n2＝1.33)中的15-μm聚苯乙烯珠子(n1＝1.59)，其中Q＝2,000，可以测量到低为每平方厘米5.9x1012个分子的表面密度，这与珠子的表面上107个分子相对应。
例如，BSA的斯托克斯半径为3.48nm，因此谐振器的表面上的有效结合面积为大致3.8x10-13 cm2。如果BSA分子在15-μm聚苯乙烯珠子的表面上没有任何间隙地结合，则BSA的总数量为1.9x107。这可以利用Q＝1,000容易地检测到，并且这种敏感度水平与使用表面等离子体谐振的其他无标记方法相当。
具有非常高的Q因子的球形微谐振器是最敏感的光学系统之一。在具有Q＝108和直径100μm的微谐振器的情况下，光在球体周围行进几十米，并且表面上的粒子被采样超过100,000次。
发射激光模式高度依赖于激光器腔体的几何形状。这可以通过制作软激光器腔体并将其用作力传感器来利用。使用油滴WGM细胞内激光器来论证细胞内部的小力的测量。当液滴经受到单轴应力时，其形状变形，这在发射光谱中表现为激光器线的分解。对于小力，形状可以大致为球状体。发射激光被限制在赤道平面，赤道平面由于最小曲率而具有最低的光学损耗。通过拟合非球形WGM的模型，计算赤道和极轴半轴，给出平均直径和偏心率。压扁应力Δσ通过Δσ＝2γΔH而与液滴表面的局部平均曲率有关，其中γ是表面张力，并且ΔH是曲率的差异。对于小偏心率(ε2<<1)，应力大致为
例如，施加在HeLa细胞中的具有8μm的直径的油滴上的横向应力被测得为Δσ＝500pN/μm2(500Pa)。由于细胞动力学，应力随时间而变化。测得内应力的平均波动为约150pN/μm2(Pa)。由死亡的细胞中的波动确定的该方法的敏感度限制是约20pN/μm2(20Pa)，比直接基于图像的分析好大致一个数量级。
也可以使用固体聚苯乙烯珠子来测量细胞和可能的组织内部的力场，然而，由于固体聚苯乙烯珠子的高杨氏模量，可被测得的最小力远大于液滴的情况。在细胞摄取珠子期间测量力，其中最小测得的应力在100kPa的量级中。在细胞摄取珠子期间，由于腔体的变形而导致的模式分解难以与由于折射率的局部变化而导致的分解相分离。
可以从材料性质来估计谐振峰对温度的敏感度。
其中αT是热线性膨胀系数，并且βT是腔体材料的相对折射率变化系数。对于聚苯乙烯，αT≈7.5×10-5℃-1并且βT＝-8.2×10-5℃-1。因此，这两种效应几乎相互抵消。实际上，我们的测量显示，对于浸入纯水中的珠子，模式偏移仅为3pm/℃。这与10μm珠子的60pm/℃的直径误差相对应。这种温度依赖效应完全在2nm的直径间隔内。我们注意到，在培养中的或体内的哺乳动物细胞中，环境温度在37℃处在几度内保持恒定。
对于半导体，热膨胀和指数变化的贡献具有相同的符号。例如，GaAs和InP在37℃处具有分别为0.59×10-5℃-1和0.46×10-5℃-1的αT，并且βT在1.15μm处为7.8×10-5℃-1和7.2×10-5℃-1。对于GaAs和InP激光器，这产生60-90pm/℃的波长偏移。
应注意，术语“基本上(substantially)”(如基本上不同或基本上相同)，“大约(about)”，“大致(approximately)”等相对于指定值可指示：在可接受的制造公差内、和/或在没有将显著影响预期的操作参数的偏差的情况下，明显地(或不明显地)不同。在某些实施方式中，可接受的值(与指定值基本上相同、与指定值基本上不同、大约或大致为指定值)可以具有与指定值例如+/-1％的偏差、+/-5％的偏差、或者+/-10％的偏差，这取决于具体应用。其他可接受的偏差包括，例如，至多1％或至多5％(在基本上相同、大约、或大致的情况下)，或至少5％或至少10％(在基本上大于/小于的情况下)
已经根据示例实施例描述了本发明，并且应当理解，除了那些明确声明的内容之外，除了以不通方式组合前述版本的不同的特征之外，还可以在本发明的范围内进行诸多等同、替代、变化、添加和修改。虽然以上详细描述已经显示、描述并指出了应用于各个实施例的新颖性特征，但是将理解的是，可对所示出的设备或算法的形式和细节方面进行各种省略、替代和变化，而不脱离本公开的精神。如将认识到的，在本文中所描述的本公开的某些实施例可被实施在并不提供在本文中所阐述的所有特征和益处的一个形式内，因为一些特征可与其他特征分开使用或实践。在本文中所公开的某些公开内容的范围是由所附权利要求书而非前述描述来指示。落入权利要求书的等效方案的含义和范围内的所有改变应被权利要求书的范围所涵盖。
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