# AMÉLIORER LA RÉSOLUTION DE LA MICROSCOPIE OPTIQUE DE FLUORESCENCE

Anne Sentenac

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Anne Sentenac. AMÉLIORER LA RÉSOLUTION DE LA MICROSCOPIE OPTIQUE DE FLUORESCENCE. Photoniques, 2022, 114, pp.45-50. 10.1051/photon/202111445. hal-03877730

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# AMÉLIORER LA RÉSOLUTION
DE LA MICROSCOPIE OPTIQUE
DE FLUORESCENCE

## Anne SENTENAC¹

¹ Aix Marseille Univ, CNRS, Centrale Marseille, Institut Fresnel, 13013 Marseille, France

*anne.sentenac@fresnel.fr

<figure><img src="image_2.png" /></figure>

La microscopie de fluorescence est un outil majeur, en particulier pour étudier le fonctionnement du vivant au niveau cellulaire, mais sa résolution est limitée à quelques centaines de nanomètres. Ces vingt dernières années, différentes techniques ont été proposées pour descendre la résolution sous la barre des 100 nm. Cet article essaie de présenter leurs principes de manière unifiée.

https://doi.org/10.1051/photon/202211445

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Dans sa version moderne, le microscope optique est composé d'un objectif de très petite focale et d'une lentille « de tube » ayant une focale beaucoup plus grande. L'échantillon, inséré entre deux lamelles de verre, est éclairé de manière homogène par une lampe et la lumière transmise ou émise passe à travers l'objectif et la lentille de tube pour être captée par une caméra. Le rôle de l'objectif et de la lentille de tube est d'obtenir au niveau de la caméra placée au plan focal image du microscope une distribution d'intensité lumineuse la plus proche possible de celle existant dans l'échantillon au plan de mise au point

(appelé plan focal objet) avec un grossissement fixé par le rapport entre la focale de la lentille de tube et celle de l'objectif. Cependant, même avec un objectif parfait (et un grossissement unité pour simplifier la discussion), la distribution d'intensité est modifiée par la propagation de la lumière d'un plan à l'autre. En effet, les ondes électromagnétiques qui peuvent atteindre le plan d'observation ont une variation spatiale contrainte par leur longueur d'onde (nommée λ dans la suite de l'exposé) si bien que le motif d'intensité au plan image ne peut exhiber de fréquences spatiales supérieures à 2/λ, voir Figure 1. La microscopie optique super-résolue répond donc à un défi fondamental: comment, à partir d'images dont la

fréquence spatiale maximum est 2/λ, obtenir des informations sur les fréquences spatiales de l'échantillon plus grandes que 2/λ. Les solutions proposées nécessitent de comprendre le lien entre l'image, qui correspond à une intensité lumineuse, et le paramètre de l'échantillon qui gouverne l'interaction lumière-matière, indice de réfraction pour les microscopes à transmission, ou densité de fluorescence pour les microscopes de fluorescence. Dans cet article, nous étudierons uniquement ces derniers car ils ont connu un essor spectaculaire grâce au développement de la chimie des fluorophores, et c'est dans ce cadre que la plupart des recherches sur la super-résolution ont été conduites.
## MODÉLISATION DE L'IMAGE D'UN MICROSCOPE DE FLUORESCENCE

Les fluorophores sont des molécules capables, lorsqu'elles sont éclairées à une certaine longueur d'onde $λ_E$, d'émettre de la lumière à une longueur d'onde $λ$ légèrement plus grande. La possibilité de fixer les fluorophores sur n'importe quelle molécule d'intérieur (comme des protéines spécifiques) ont fait de cette technique de marquage un outil majeur pour étudier les processus moléculaires à l'œuvre dans les cellules et tissus vivants. Pour en tirer profit, le microscope optique s'est adapté : la lampe a été remplacée par des diodes luminescentes ou des lasers permettant d'obtenir un éclairement homogène à une longueur d'onde précise (vert) et un filtre spectral a été placé juste avant la caméra pour ne laisser passer que la lumière émise par les fluorophores (rouge). Les rayonnements émis par les fluorophores étant incohérents entre eux, l'intensité lumineuse enregistrée par la caméra au plan d'observation est la somme des intensités provenant de chaque fluorophore, Figure 2.

La capacité des fluorophores à émettre de la lumière dépend de leur nature, de leur environnement et de l'éclairement reçu. Dans les conditions standard (puissance inci-dente de quelques dizaines de watts par centimètre carré), les fluorophores les plus courants émettent proportionnellement à l'intensité de l'éclairement. Cependant, un travail important de recherche a été mené pour modifier ce comportement. En utilisant des molécules sophis-tiquées, des éclairements intenses (milliers de watts par centimètre carré) et/ou des milieux de montage particuliers, la fluorescence peut sa-turer, devenir stochastique ou même être inhibée.

Pour modéliser le lien entre l'image et l'échantillon, nous considérons le cas simplifié où l'échantillon, sup-posé infiniment fin et placé au plan focal objet, est représenté par sa densité (surfacique) de fluorescence $f(\mathbf{r})$. Nous introduisons une fonction d'excitation $E(\mathbf{r})$ qui décrit la capacité à exciter (et donc à faire rayonner) lo-calement un fluorophore placé en $\mathbf{r}$. Dans le régime standard, $E(\mathbf{r})$ est

proportionnel à l'intensité de l'éclai-rement, en régime de saturation-in-hibition, $E(\mathbf{r})$ dépend de manière non linéaire de l'éclairement (avec en particulier des effets de seuil) et en régime stochastique, $E(\mathbf{r})$ est une fonction aléatoire. Enfin, nous in-troduisons la fonction d'observation (fonction d'étalement du point) h cor-respondant à la distribution d'intensi-té lumineuse obtenue au plan image d'un fluorophore placé à l'origine. Avec ces notations, l'image peut être modélisée par:

$$I(\mathbf{r}) = \int f(\mathbf{r}')E(\mathbf{r}')h(\mathbf{r}-\mathbf{r}')d\mathbf{r}'. \quad (1)$$

À cause de la propagation de la lumière jusqu'au plan image, la fonction d'ob-servation h et l'image I ne contiennent aucune fréquence spatiale supérieure à $v_h=2/λ$ où $λ$ est la longueur d'onde émise par les fluorophores. Autrement dit, leurs transformées de Fourier $\mathcal{F}[h]$ et $\mathcal{F}[I]$ valent zéro pour toutes les fré-quences au delà de $v_h$. Quand l'excita-tion est uniforme, $E(\mathbf{r})=A$, ce qui est le cas en microscopie de fluorescence classique, la transformée de Fourier de l'image dépend de la transfor-mée de Fourier de l'échantillon, via, $\mathcal{F}[I](\mathbf{v})=A\mathcal{F}[h](\mathbf{v})\mathcal{F}[f](\mathbf{v})$ (voir encart). Ainsi, seules les fréquences spatiales de l'échantillon inférieures à $v_h$ sont accessibles sur l'image. Supposons maintenant que l'excitation ne soit pas uniforme et que sa fréquence spatiale maximale soit $v_E$. Dans ce cas, la transformée de Fourier de l'image s'écrit,

$$\mathcal{F}[I](\mathbf{v}) = \mathcal{F}[h](\mathbf{v})\mathcal{F}[f](\mathbf{v}-\mathbf{v}')\mathcal{F}[E](\mathbf{v})d\mathbf{v}' \quad (2)$$

et l'on constate qu'elle est sensible aux fréquences spatiales de l'échantillon jusqu'à $v_h+v_E$, voir Figure 3.

Le fait qu'une image basse réso-lution puisse contenir des informa-tions sur les fréquences élevées de l'échantillon est à la base de toutes les techniques de modulation : le si-gnal (ici la densité de fluorescence, f) est modulé par une porteuse (la fonction d'excitation, E) pour être adapté au canal de transmission (le microscope, h, agissant comme un filtre passe bas). Toute la difficulté

<figure><img src="image_3.png" /><figcaption>**Figure 1:** Schéma simplifié d'un microscope de grossissement unité. On a représenté en rouge l'intensité lumineuse (à la longueur d'onde $λ$) transmise (ou émise) par l'échantillon (en marron) placé au plan objet et illustré la perte des fréquences spatiales élevées induite par la propagation de la lumière. L'intensité mesurée au niveau du plan focal image ne présente pas de fréquences spatiales supérieures à $v_h=2/λ$</figcaption></figure>
<figure><img src="image_4.png" /><figcaption>**Figure 2:** Schéma simplifié d'un microscope de fluorescence. Les fluorophores, représentés par une densité de fluorescence f, en marron, sont excités proportionnellement à une fonction d'excitation E (en vert) dépendant d'un éclairement à λ. Ils rayonnent à λ>λ<sub>E</sub> (en rouge) et un filtre ne laisse passer que la lumière émise à λ. L'intensité lumineuse mesurée sur la caméra est la somme des intensités provenant de chaque fluorophore excité.</figcaption></figure>

consiste à récupérer ces informations
(le processus de démodulation). Dans la
suite, nous présentons différentes tech-
niques de microscopie super-résolues et
nous distinguons celles qui utilisent une
'porteuse' déterministe de celles utilisant
une porteuse stochastique, voir Figure 4.

EXCITATION DÉTERMINISTE

Les microscopes
super-résolus à balayage

Dans les microscopes super-résolus les plus répandus, la ‘porteuse’ est une tache la plus petite possible obtenue en focalisant l’éclairement et translatée à la surface de l’échantillon. Lorsque le point de focalisation est en r₀, la fonction d’excitation E<sub>r0</sub>(r) (de fréquence spatiale maximale v<sub>E</sub>) s’écrit comme E(r·r<sub>0</sub>) où E correspond à la tache centrée en 0. Pour chaque position r₀, on peut enregistrer des images basse résolution, I(r, r₀)=∫f(r')E(r'-r₀)h(r-r')dr'. En extrayant le pixel correspondant au point de focalisation, il est possible de construire une nouvelle image vérifiant I<sub>SR</sub>(r₀)=I(r₀, r₀)=∫f(r')E(r'-r₀)h(r₀·r')dr'. Cette dernière s’interprète comme la convolution de l’objet avec la fonction H(r)=E(-r) h(r). Or, la fréquence spatiale maximale de H, qui est le produit des fonctions d’excitation et d’observation, est v<sub>E</sub>+v<sub>h</sub> (voir encart). Cette première technique de ‘démodulation’, qui correspond au microscope confocal, permet ainsi de remonter aux fréquences spatiales de l’échantillon jusqu’à v<sub>E</sub>+v<sub>h</sub>. Elle est très utilisée dans le régime d’excitation standard, où E(r) est

proportionnel à l'intensité du faisceau
focalisé dont la fréquence maximale, v<sub>E</sub>,
ne peut dépasser 2/λ<sub>E</sub>. La résolution théo-
riquement atteignable, définie comme 1/
(v<sub>E</sub>+v<sub>h</sub>) est alors proche de λ/4, (λ<sub>E</sub> étant très
proche de λ). La microscopie confocale
a aussi été implémentée dans le régime
d'inhibition appelé STED (pour Stimulated
Emission Depletion). Dans ce cas, v<sub>E</sub> peut
être bien supérieur à 2/λ<sub>E</sub> car la fonction
d'excitation dépend de manière non-li-
néaire de l'illumination (elle vaut 0 si la
puissance d'éclairement dépasse une
certaine valeur) et la résolution peut des-
cendre bien en dessous de λ/4.

Une autre méthode de ‘démodula-
tion’ appelée ISM (Image Scanning
Microscopy) a été popularisée récem-
ment dans le cadre de l’éclairement à
balayage. Il a été proposé de former une
image super-résolue en combinant nu-
mériquement tous les pixels des images
basse-résolution I(r, r₀), selon la formule
I<sub>SR</sub>(r)=∫I(r-u,r+u)du. On constate alors que
I<sub>SR</sub> s’écrit comme la convolution de l’objet
avec une fonction H(r)=∫E(r-u)h(-r-u)du,
dont la transformée de Fourier,
F[H](v)=F[E](v/2)×F[h](v/2) présente une
fréquence spatiale maximale qui est le
double du minimum entre (v<sub>E</sub>,v<sub>h</sub>). Lorsque
v<sub>E</sub> est proche de v<sub>h</sub>, cette technique permet
d’obtenir la résolution théorique d’un mi-
croscope confocal mais de manière beau-
coup plus robuste, car, en tirant profit de la
totalité des informations contenues dans
les images basse-résolution, on améliore
significativement le ratio signal sur bruit.

nobrainer.

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<figure><img src="image_9.png" /><figcaption>**Figure 3** : La super-résolution vue dans le domaine de Fourier. À gauche, les disques verts et rouges de rayons respectifs v<sub>E</sub> et v<sub>H</sub> indiquent les supports en Fourier de la fonction d'excitation E et d'observation h. Au centre, la transformée de Fourier de l'image a le même support que la fonction d'observation alors que, à droite, la transformée de Fourier de l'échantillon a un support infini. La transformée de Fourier de l'image à la fréquence spatiale v indiqué par l'étoile, F(I)(v), est sensible aux fréquences spatiales de l'échantillon situées dans le disque vert centré en v. Le disque pointillé rouge indique le domaine fréquentiel de l'échantillon accessible lorsque la fonction d'excitation est homogène (disque vert réduit à un point). Le gain potentiel en résolution est indiqué par le disque pointillé blanc de rayon v<sub>E</sub>+v<sub>H</sub>.</figcaption></figure>

Les microscopes super-résolus
à éclairement périodique

La deuxième grande famille des mi-
croscopes super-résolus à porteuse dé-
terministe, connue sous le nom de SIM
(Structured Illumination Microscopy),
utilise une fonction d'excitation pé-
riodique. Dans les implémentations
classiques, cette dernière est obtenue
en faisant interférer deux faisceaux
collimatés et peut se modéliser par

E(r)=1+cos(2πv<sub>E</sub>.r+θ). La transformée
de Fourier de l'image prise avec un tel
éclairement (Eq. 2) fait alors interve-
nir la somme de trois coefficients de
Fourier de l'échantillon à la fréquence
en **v**, **v**+**v**<sub>E</sub> et **v**-**v**<sub>E</sub>,

$$
\mathcal{F}[l](\mathbf{v}) = 0.5 \mathcal{F}[h](\mathbf{v}) \{ e^{i\theta} \mathcal{F}[f](\mathbf{v}-\mathbf{v}_E) + 2\mathcal{F}[f](\mathbf{v}) + e^{i\theta} \mathcal{F}[f](\mathbf{v}+\mathbf{v}_E) \}. \quad (3)
$$

En translatant la grille de lumière (en
prenant trois angles θ différents), on

obtient un système linéaire de trois
équations à trois inconnues dont la
résolution (numérique) permet d'es-
timer les trois coefficients de Fourier
de l'échantillon, (F[f] (v-v<sub>E</sub>); F[f] (v)
et F[f] (v+v<sub>E</sub>)) et ce, pour tout v<v<sub>H</sub>.
En tournant la grille de lumière (pour
changer la direction de v<sub>E</sub>), on arrive
ainsi à estimer la transformée de
l'échantillon jusqu'à v<sub>H</sub>+v<sub>E</sub>, comme
avec le confocal. SIM, qui est une
technique d'imagerie large champ
(tout l'échantillon est éclairé) a été
essentiellement développée dans le
régime d'excitation standard même si
quelques expériences ont été menées
en régime de saturation/inhibition
(avec, dans ce cas, v<sub>E</sub> significativement
plus grand que 2/λ<sub>E</sub>).

Pour construire l'image super-ré-
solue de l'échantillon, les approches
de démodulation que nous venons de
voir requièrent la connaissance de la
'porteuse' (le déplacement de la tache
pour le confocal, et la période et po-
sition de la grille de lumière pour
le SIM) ce qui nécessite des efforts
expérimentaux importants pour la
contrôler. Nous allons maintenant
étudier les approches qui utilisent
une excitation stochastique et évitent
donc cette difficulté.

EXCITATION STOCHASTIQUE

Les microscopes
à éclairement de speckle

Dans RIM (Random Illumination
Microscopy), l'excitation de la
fluorescence est obtenue en éclairant
l'échantillon avec l'intensité lumineuse
tavelée (speckle) d'un faisceau laser
ayant traversé un diffuseur. Dans le
régime standard, la fonction d'exc-
tation E est proportionnelle à l'in-
tensité des speckles et présente une
fréquence maximale v<sub>E</sub>=2/λ<sub>E</sub> comme
la tache de focalisation du confocal
ou la grille de lumière de SIM. Ainsi,
l'image basse résolution obtenue
avec un éclairement de speckle est
sensible aux fréquences spatiales de
l'échantillon jusqu'à v<sub>H</sub>+v<sub>E</sub>. L'intensité
de speckle (et donc la fonction d'exc-
tation) est inconnue mais elle obéit
à des lois statistiques bien établies.

RAPPELS SUR LA TRANSFORMÉE DE FOURIER.

La transformée de Fourier d'une fonction f est définie par : F[f](v) = ∫f(r) exp(2iπv·r)dr Le produit de convolution de deux fonctions l et k est défini par, l⊗k(r) = ∫(r-r')k(r') dr'

La transformée de Fourier du produit de convolution de deux fonctions est égale au produit des transformées de Fourier, F[l⊗k](v) = F[l](v) x F[k](v). De même, la transformée de Fourier du produit de deux fonctions est égale au produit de convolution des transformées de Fourier,

On a F[lxk](v) = F[l] ⊗ F[k](v) = ∫F[l](v-v')F[k](v') dv'.

Si $\mathcal{F}[l](\mathbf{v})=0$ pour $v>v_h$ et $\mathcal{F}[l](\mathbf{v})=0$ pour $v>v_E$ alors $\mathcal{F}[lxk](\mathbf{v})=0$ pour $v>v_E+v_h$. La transformée de Fourier de $f^2$ est égale à l'autoconvolution de la transformée de Fourier de $f$. Si le support de $\mathcal{F}[f]$ est un disque de rayon $v_h$ alors le support de $\mathcal{F}[f^2]$ est un disque de rayon $2v_h$.
Elle peut être modélisée comme une fonction aléatoire spatialement cor- rélée de moyenne $<E>$ constante et de covariance $<E(\mathbf{r})E(\mathbf{r}')>-<E>^2=C(\mathbf{r}-\mathbf{r}')$ où C, la fonction d'autocorrélation des speckles, renseigne sur la taille moyenne des tavelures. La fonction C est bien connue et est égale à h si l'éclairement est formé à travers le même objectif que celui utilisé pour l'observation de la fluorescence (et $\lambda_E$ proche de $\lambda$). Le principe de RIM consiste à étudier la statistique des images enregistrées pour différentes réalisations de speckles (en faisant tourner le diffuseur par exemple). On remplace ainsi la connaissance des éclairements, nécessaire dans les techniques à porteuse déterministe, par la connaissance de la statistique des éclairements. Plus précisément, l'image super-résolue de l'objet, est re- construite à partir de la variance des images enregistrées,

$$ \mathrm{Var}(I)(\mathbf{r})=<I^2(\mathbf{r})>-<I>^2(\mathbf{r}). $$

On remarque que $\mathrm{Var}(I)$, du fait du car- ré de I, contient des fréquences spa- tiales jusqu'à $2v_h$ et qu'elle dépend de manière quadratique de l'échantillon f,

$$ \mathrm{Var}(I)(\mathbf{r})=<I^2(\mathbf{r})>-<I>^2(\mathbf{r})=\iint h(\mathbf{r}-\mathbf{r}_1)f(\mathbf{r}_1) C(\mathbf{r}_1-\mathbf{r}_2)f(\mathbf{r}_2)h(\mathbf{r}-\mathbf{r}_2)d\mathbf{r}_1 d\mathbf{r}_2. \quad (4) $$

Le point clé de RIM réside dans la démonstration mathématique que, si $v_E=v_h$, il y a une bijection entre les fréquences spatiales de la variance et celles de l'échantillon dans le disque de rayon $2v_h$. En pratique, f est es- timée de manière itérative de telle sorte que la variance modèle, Eq. 3, se rapproche le plus possible de la va- riance expérimentale.

## Les microscopes à fluorescence clignotante

Dans SOFI (Stochastic Optical Fluctuation Imaging), l'excitation des fluorophores est aussi aléatoire mais le processus n'est pas lié à la variation de l'éclairement (qui est uniforme) mais au comportement des fluoro- phores eux mêmes dont la tendance à clignoter a été encouragée. Dans la représentation continue de l'échan- tillon que nous avons choisie, cela revient à écrire que l'excitation E est formée de pics très étroits (ou pics de Dirac), placés de manière aléatoire et non corrélée de telle sorte que $C(\mathbf{r}-\mathbf{r}') = <E(\mathbf{r})E(\mathbf{r}')>-<E>^2 = \delta(\mathbf{r}-\mathbf{r}')$. Ici, le support en Fourier de E n'est pas borné ($v_E=\infty$). Comme pour RIM, on enregistre de multiples images cor- respondant à différentes réalisations

de E et on calcule leur variance avec l'Eq. 3. Rappelant que $C(\mathbf{r}_1-\mathbf{r}_2)=\delta(\mathbf{r}_1-\mathbf{r}_2)$, l'expression se simplifie pour donner $\mathrm{Var}(I)(\mathbf{r})=<I^2(\mathbf{r})>-<I>^2(\mathbf{r})=\iint h^2(\mathbf{r}-\mathbf{r}_1) f^2(\mathbf{r}_1) d\mathbf{r}_1$. Ainsi, la variance des images basse-résolution de SOFI s'écrit comme la convolution de l'objet au carré par la fonction d'observation au carré. Elle permet donc de récupérer les fréquences spatiales de $f^2$ jusqu'à $2v_h$. Cependant, connaître la trans- formée de Fourier de $f^2$ jusqu'à $2v_h$ ne permet pas de connaître celle de f jusqu'à $2v_h$ (quel que soit $v$, $\mathcal{F}[f^2](v)$ dépend de toutes les fréquences de f'). Contrairement à toutes les techniques précédemment étudiées, l'image su- per-résolue de SOFI ne dépend pas linéairement de f : l'image de deux objets ne correspond pas à la somme des images des objets pris séparé- ment. Son interprétation doit alors se faire avec précaution, si possible en utilisant des informations *a priori* sur l'objet. Par exemple, si f est binaire, ne prenant que deux valeurs, 0 ou 1, $f^2=f$ et l'image de variance correspond à l'image super-résolue de l'objet.

## Les microscopes à localisation

Le rôle de l'information *a priori* pour extrapoler les fréquences

<figure><img src="image_10.png" /></figure>
<figure><img src="image_11.png" /></figure>

spatiales de l'échantillon bien au-delà de $v_h$ est à la base des méthodes SMLM (Single Molecule Localization Microscopy). Comme dans SOFI, l'excitation SMLM des fluorophores est aléatoire et décorrélée spatialement mais l'éclairement est optimisé pour que la densité des fluorophores excités soit très faible. L'excitation E est formée de pics très étroits à grande distance les uns des autres. L'image obtenue se présente comme une collection de taches que l'on suppose sans chevauchement. Le centre $r_q$ et l'intensité des taches permet d'estimer $f(r_q)$. En enregistrant des milliers d'images (et en supposant que $\langle E \rangle$ est une constante asymptotiquement) on peut théoriquement reconstruire f avec une précision infinie.

## CONCLUSION

Nous avons vu dans cette représentation unifiée, les différentes approches qui ont été développées pour obtenir des images super-résolues d'échantillons fluorescents. Les limites théoriques de résolution qui

ont été présentées sont cependant rarement atteintes. Les causes principales de détérioration des performances sont : le bruit de mesure, qui pollue particulièrement les hautes fréquences des images basse-résolution, les incertitudes sur les fonctions d'excitation déterministes (dues aux aberrations ou aux imperfections des réglages), qui entraînent des artefacts lors de la reconstruction de l'image super-résolue, et le nombre fini d'images des méthodes stochastiques qui empêche de sonder l'échantillon de manière uniforme. En pratique, si la résolution des meilleurs microscopes de fluorescence à

éclairement homogène est de l'ordre de 200-300 nm, celle des microscopes super-résolus s'approche de 100-120 nm en régime d'éclairement standard (SIM et RIM) et 20-50 nm en STED ou SMLM. •

**Figure 4** : Fonctions d'excitation des différentes techniques de microscopie super-résolue et leurs supports dans le domaine de Fourier. En régime de fluorescence standard, l'excitation est proportionnelle à l'intensité d'éclairement et $v_E$ vaut $2/\lambda_E$ au mieux. Les microscopies SIM et RIM sont principalement utilisées dans le régime standard. La microscopie à balayage est utilisée dans le régime standard et le régime d'inhibition/saturation STED (dans ce cas, $v_E$ peut atteindre 20/$\lambda_E$). Les microscopies SOFI et SMLM fonctionnent dans le régime d'excitation stochastique et $v_E$ est infini. Pour chaque technique, on a indiqué le nombre d'images basse-résolution nécessaires en pratique pour former une image super-résolue de l'échantillon.

## RÉFÉRENCES

K. Prakash et al., Philos. Trans. R. Soc., A 379, 20200143 (2021)

L. Schermelleh et al., Nat. Cell Biol. 21, 72-84 (2019)