מלקחיים אופטיים

מלקחיים אופטיים הם כלי אשר ביכולתו להפעיל כוח מושך או דוחה על ידי מיקוד לייזר, ביכולתה של טכניקה זו לבצע מניפולציה בחלקיקי חומר קטנים ומספקת כלי ייחודי לשליטה בתנועה ובמיקום של חלקיקים אלו. ב-1986 ארתור אשקין פרסם מאמר המשך לעבודתו משנת 1969, מאמר אשר הראה את הדרך לביצוע לכידה של חלקיק מיקרוני באמצעות מיקוד קרן לייזר בודדה. לתהליך מעין זה קוראים היום מלקחיים אופטיים. החידוש היה בשימוש בלייזר יחיד, לעומת עבודתו החל מ-1969 בה נעשה שימוש במספר מקורות לייזר על מנת להשיג פוטנציאל יציב. בכלי ניסיוני ויחסית חדש זה, מתבצעת מהפכה במדעי הפיזיקה והביולוגיה המאפשרת ביצוע ניסויים חדשניים שבעבר לא התאפשרו. באוקטובר 2018 הוכרז אשקין לזוכה פרס נובל לפיזיקה על חידושו זה. הניסוי בו דווח לראשונה על האפקט בוצע על ידי מדען של מעבדות בל בשם ארתור אשקין. במאמרו מתאר אשקין ניסוי בו חלקיק חופשי מושהה מואץ על ידי קרינת לייזר באור נראה. הניסוי בוצע על חלקיק מיקרוסקופי הן בנוזל והן בגז והשיג הבנה חדשה (1969) על מהותה של הקרינה ולחץ הקרינה בפרט, מה שגרם לגילויו של פוטנציאל אופטי יציב בו חלקיק מוחזק באמצעות לחץ הקרינה בלבד. אשקין הצביע במאמרו על האפשרות להרחבת העיקרון הזה גם עבור אטומים ומולקולות. אשקין חישב את גודל הכוח הדרוש לשימוש בלייזר ארגון והסתבר שמדובר בכוח לא מבוטל: עבור הספק של 1 וואט באורך גל של 0.5145 מיקרו-מטר אשר מרוכז באמצעות עדשה על כדור דיאלקטרי חופשי ברדיוס של 0.5145 מיקרו-מטר (כמו אורך הגל) ובצפיפות של 1 קילוגרם לליטר או 1 גרם למיליליטר (כמו הצפיפות של מים), ניתן לקבל כוח קרינה לפי הנוסחה הבאה: F r a d = 2 q P c = 6.6 × 10 − 5 d y n {\displaystyle F_{rad}={{2qP} \over c}=6.6\times 10^{-5}dyn} כאשר q מייצג את החלק של האור המוחזר. אשקין הניח שהוא מסדר גודל של 0.1. התאוצה המתקבלת מחישוב זה היא פי 10 5 {\displaystyle 10^{5}} גדולה מאשר התאוצה הגרביטציונית ושווה ל- 1.2 × 10 8 c m / s 2 {\displaystyle 1.2\times 10^{8}cm/s^{2}} . אשקין הבין שהשגיאות העיקריות כאשר מבצעים מדידות ללחץ הקרינה נובעות מכוחות תרמיים אשר נוצרים כתוצאה מגראדיאנטים בטמפרטורה אשר מקיפים את האובייקט הנמדד. באופן כללי הם נקראים כוחות רדיומטרים. כאשר הכוחות נגרמים על ידי אור וגורמים לאובייקט לזוז, האפקט נקרא פוטופורסיס. כוחות אלו הם בדרך כלל בסדר גודל יותר מאשר לחץ הקרינה ולכן למעשה מונעים מדידה של לחץ הקרינה אפילו כאשר משתמשים בלייזר. על מנת להתגבר על בעיות אלו אשקין השתמש בחלקיק ובמדיום "יחסית שקופים", ועל מנת להשיג זאת הם השתמשו בכדורי לטקס קטנים בקוטר 0.59, 1.31 ו-2.68 מיקרו-מטר מונחים בתוך תווך של מים. הניסוי בוצע כאשר קרן של TEM00 של לייזר ארגון ברדיוס של 6.2 מיקרו-מטר ובאורך גל של 0.5145 מיקרו-מטר ממוקדת אופקית דרך דפנות תא זכוכית בעובי של 120 מיקרו-מטר על חלקיק בודד (ראו תרשים 1 כפי שתואר על ידי אשקין) כאשר על מנת לראות את ההשפעה הוא השתמש במיקרוסקופ. ההשפעה הייתה ברורה. כאשר קרן בעוצמה של מילי-וואטים פגעה בצידו של הכדור הגדול, שגודלו 2.68 מיקרו-מטר, הכדור נמשך למרכז הקרן והואץ בכיוון האור בצורה ספונטנית, ללא כל התערבות נראית אחרת, כפי שמתואר בתרשים 1. התנועה הייתה מוגבלת למהירות של מיקרונים לשנייה עד אשר החלקיק פגע בדפנות הכלי שם הוא נשאר לכוד בתוך הקרן. כאשר הקרן מופסקת הכדור ממשיך לנוע והתנועה נשלטת על ידי תנועה בראונית. הבחנה זו הביאה למערך ניסוי כפול כאשר יש קרינת לייזר כפולה משני הצדדים, מערך כפול זה למעשה דוחף וממרכז את החלקיק משני הצדדים ובכך למעשה לוכד אותו (ראו תרשים 2). על מנת להבין לעומק את העקרונות1,2 העומדים מאחורי אפקט זה ניקח תחילה בחשבון כדור בעל אינדקס שבירה גבוה יותר מהתווך בו הוא נמצא, כאשר קוטרו בסדר גודל של מספר אורכי גל, מונח ליד הציר הראשי של קרן גאוסיאנית ממוקדת בדומה למערך הניסוי שתואר קודם. נסתכל על שתי קרניים טיפוסיות a ו- b שפוגעות בכדור באופן סימטרי למרכז O (ראו תרשים 3). אם נזניח החזרות מפני השטח של הכדור, מרבית הקרניים עוברות ונשברות דרך הכדור ויוצרות כוחות כדוגמת Fa ו- Fb. כוחות אלו יהיו בכיוון השינוי בתנע. עוצמת הקרניים (a ו-b) שונה כיוון שקרן a קרובה יותר למרכז האלומה ולכן חזקה יותר מאשר קרן b אשר נמצאת רחוק יותר. כיוון שיש מספר זהה של קרניים מטיפוס a ומספר זהה של קרניים מטיפוס זהה לזה של ה- b אשר פוגעות בצורה סימטרית בכדור, נוכל לבצע סכימה על זוגות של קרניים אלו ואז ניתן להגדיר שני כוחות שקולים: Fscat ככוח הנובע מפיזור ופונה בכיוון הציר הראשי של הלייזר (בכיוון הקרניים) ואת Fgrad 2 F → g r a d = ∑ a , b ( F a ′ − F b ′ ) {\displaystyle {\vec {F}}_{grad}=\sum \limits _{a,b}{(F'_{a}-F'_{b})}} ישנן שתי תאוריות עיקריות המסבירות את הכוחות המאונכים לכיוון התקדמות הקרן כאשר התאוריות תלויות ביחס בין גודל החלקיק שברצוננו ללכוד, לבין אורך הגל של הלייזר המשמש לצורך זה במלכודת ומהוות בסיס תאורטי עיקרי לכל סוגי המלכודות, מהמלכודות הפשוטות עד למערכות החדשות והמתוחכמות של המלקחיים האופטיים (קרן אחת). במקרה בו הממדים של החלקיק גדולים יותר מאורך הגל של הלייזר, ניתן להשתמש בקירוב הקרניים הקלאסי ("The ray optics approach") של האור. כאשר אנו רוצים להסתכל על חלקיקים הרבה יותר קטנים (אטומים) ואורך הגל הוא גדול יותר מהחלקיק, ניתן לבצע קירוב דיפול ("The electric dipole approximation") לחלקיק ולטפל בבעיה בצורה זו. נסתכל עתה על המקרה בו ניתן לטפל בבעיה כקירוב קרניים אופטיות, מה שקורה כאמור למעלה, כאשר ממדי החלקיק הם גדולים מאורך הגל. מצב זה מתואר בתרשים 4. כיוון שלאור יש תנע אשר שווה לפי איינשטיין למחצית האנרגיה של הקרן, השינוי הנצפה בכיוון החלקיק מצביע על כך שהתבצע שינוי תנע (הכוח שווה לשינוי בתנע). שינוי זה בתנע נובע מהשינוי הכללי של מהלך הקרן כך שהכדור מקבל תנע שקול בכיוון ההפוך. מרבית המלכודות האופטיות נוצרות באמצעות קרן בעלת פרופיל גאוסיאני, TEM00 mode. כאשר הכדור מוסט ממרכז הקרן (כמו בתרשים 4-a), פועל על החלקיק כוח (Fnet) המחזיר אותו למרכז הקרן. עבור פרופיל גאוסיאני, יותר קרניים בעלות עוצמות גבוהות עוברות קרוב יותר למרכז הקרן. כיוון שכך, הקרניים שעוברות דרך חלק הכדור הקרוב למרכז הקרן גורמות לשינוי תנע גבוה יותר מהשינוי שאותו חווה צידו השני של הכדור, הרחוק יותר ממרכז הקרן. השינוי הכללי בתנע הוא הכוח השקול (Fnet) שמחזיר את החלקיק לכיוון מרכז הקרן. זה למעשה בור הפוטנציאל ומרכז המלכודת האופטית. כאשר החלקיק ממוקם במרכז הקרן (כמו בתרשים 4-b), אזי לכל קרן העוברת דרך צד אחד של הכדור (או החלקיק) יש קרן זהה בעוצמתה אשר עוברת בצדו השני של הכדור, כך שהכוח השקול המאונך לכיוון הקרן מתאפס והכוח השקול (Fnet) יהיה בציר הקרן לכיוון הלייזר (זהו ה"רתע" של הפוטונים היוצאים). אם ניקח בחשבון את הכוח הנובע מפיזור הקרניים הפוגעות בכדור, Fscat (ראו תרשים 3), אזי מצב שיווי המשקל יהיה לא על המרכז בדיוק, אלא מוסט מעט ויימצא בשיווי משקל בין הכוחות הפועלים כך ש-Fscat יהיה שווה ל-Fgrad) Fnet מתרשים 4). קירוב זה נועד עבור המקרים בהם ניתן להתייחס לחלקיק כחלקיק נקודתי ביחס לאורך הגל הבוחן או במילים אחרות, כאשר גודל החלקיק קטן משמעותית מאורך הגל. כאשר קרן אור פוגעת בחלקיק מסוג זה היא משרה שדה חשמלי, אשר יוצר דיפול חשמלי נקודתי, וזה בתורו מטופל כדיפול נקודתי בשדה לא הומוגני. את הכוחות הפועלים על הדיפול ניתן לקבל משימוש בכוח לורנץ ושימוש בקירוב הדיפולי כדלקמן: מניחים שיש שני מטענים הפוכים קרובים מאוד כאשר המרחק ביניהם הוא d ומטענם בערכו המוחלט הוא q. ללא הגבלת הכלליות נניח שהשדה הוא בכיוון x בלבד. כוח לורנץ הוא: F → = q ( E → ( x ) + v → × B → ) , v → = d x d t , {\displaystyle {\vec {F}}=q\left({{\vec {E}}\left(x\right)+{\vec {v}}\times {\vec {B}}}\right)\,\,,{\vec {v}}\,={\frac {dx}{dt}},} כאשר יש צורך להחליף את השדה החשמלי בשדה של שני חלקיקים נקודתיים קרובים בעלי מטען הפוך (משנה את הסימן של השדה תוך כדי השארת המטען מחוץ לסוגריים): F → = q ( E → ( x ) − E → ( x + d ) + v → × B → ) , {\displaystyle {\vec {F}}=q\left({{\vec {E}}(x)-{\vec {E}}(x+d)+{\vec {v}}\times {\vec {B}}}\right)\,\,,} היות ש-d הוא קטן מאוד ניקח אותו להיות dx נפתח בטור טיילור ונקבל: F → = q ( E → ( x ) − E → ( x ) + ( d x ⋅ ∇ ) E → ( x ) + d x d t × B → ) {\displaystyle {\vec {F}}=q\left({{\vec {E}}(x)-{\vec {E}}(x)+(dx\cdot \nabla ){\vec {E}}(x)+{\frac {dx}{dt}}\times {\vec {B}}}\right)} נשים לב שעבור המקרה הכללי כאשר הדיפול מוסט בכל 3 הצירים x,y,z נקבל את האופרטור ∇ {\displaystyle \nabla } במקום הגזירה הרגילה כפי שקיבלנו במשוואה (5) נזכור ש-dx שווה ל-d ונגדיר את הפולריזציה של הדיפול p → = q d → {\displaystyle {\vec {p}}=q{\vec {d}}\,} נציב ב-(5) ונקבל: F → = q ( ( d x → ⋅ ∇ ) E → ( x ) + d x → d t × B → ) = ( ( p → ⋅ ∇ ) E → ( x ) + d p → d t × B → ) {\displaystyle {\vec {F}}=q\left({(d{\vec {x}}\cdot \nabla ){\vec {E}}(x)+{\frac {d{\vec {x}}}{dt}}\times {\vec {B}}}\right)=\left({({\vec {p}}\cdot \nabla ){\vec {E}}(x)+{\frac {d{\vec {p}}}{dt}}\times {\vec {B}}}\right)} כעת נניח שלדיפול החשמלי המושרה יש תלות ליניארית בשדה המשרה p → = α E → {\displaystyle {\vec {p}}=\alpha {\vec {E}}} נציב בחזרה ב-(7) ונקבל F → = α ( ( E → ⋅ ∇ ) E → ( x ) + d E → d t × B → ) {\displaystyle {\vec {F}}=\alpha \left({({\vec {E}}\cdot \nabla ){\vec {E}}(x)+{\frac {d{\vec {E}}}{dt}}\times {\vec {B}}}\right)} נשתמש בזהות הווקטורית הבאה: 1 2 ∇ E → 2 = E → × ( ∇ × E → ) + ( E → ⋅ ∇ ) E → {\displaystyle {\frac {1}{2}}\nabla {\vec {E}}^{2}={\vec {E}}\times (\nabla \times {\vec {E}})+({\vec {E}}\cdot \nabla ){\vec {E}}} ובחוק פאראדיי מתוך משוואות מקסוול ∇ × E → = − d B → d t {\displaystyle \nabla \times {\vec {E}}=-{\frac {d{\vec {B}}}{dt}}} נציב את (11) ב-(10) ואת (10) ב-(9) ונקבל F → = α ( 1 2 ∇ E → 2 − E → × ( − ∂ B → ∂ t ) + d E → d t × B → ) = α ( 1 2 ∇ E → 2 + E → × ∂ B → ∂ t + d E → d t × B → ) = α ( 1 2 ∇ E → 2 + d d t ( E → × B → ) ) {\displaystyle {\vec {F}}=\alpha \left({{\frac {1}{2}}\nabla {\vec {E}}^{2}-{\vec {E}}\times (-{\frac {\partial {\vec {B}}}{\partial t}})+{\frac {d{\vec {E}}}{dt}}\times {\vec {B}}}\right)=\alpha \left({{\frac {1}{2}}\nabla {\vec {E}}^{2}+{\vec {E}}\times {\frac {\partial {\vec {B}}}{\partial t}}+{\frac {d{\vec {E}}}{dt}}\times {\vec {B}}}\right)=\alpha \left({{\frac {1}{2}}\nabla {\vec {E}}^{2}+{\frac {d}{dt}}\left({{\vec {E}}\times {\vec {B}}}\right)}\right)} כאשר התרומה של האיבר השני מתאפסת, התרומה מתאפסת מכיוון שהיא מייצגת את השינוי של הפוינטינג ווקטור בזמן אשר אומר איך צפיפות האנרגיה משתנה בזמן. כאשר עובדים עם לייזר בעל אנרגיה קבועה אזי הפוינטינג ווקטור קבוע ואינו תלוי בזמן ולכן תרומה זו מתאפסת. כלומר עבור מקור לייזר קבוע נקבל שהכוח תלוי רק בגרדיאנט F → = α 1 2 ∇ E → 2 {\displaystyle {\vec {F}}=\alpha {\frac {1}{2}}\nabla {\vec {E}}^{2}} ריבוע גודל השדה החשמלי הולך כמו עוצמת הקרן כפונקציה של המקום ועבור קרן גאוסיאנית קשר זה גורם לדיפול בחלקיק, לכן כאשר מטפלים בחלקיק זה כבדיפול נקודתי הכוח הפועל עליו פרופורציוני לגרדיאנט בעוצמת הקרן (גדלה ככל שמתקרבים למרכז הקרן) ולכן החלקיק נמשך לאזור בו העוצמה גבוהה יותר, יש לזכור שהמציאות איננה מערכת אידיאלית ולכן כמו בקירוב הקלאסי גם כאן יש צורך להתחשב בכוחות הפיזור ושיווי המשקל יתקבל כאשר השניים ישתוו בגודלם. ההתקדמות הבאה במלכודות אופטיות וניצולה הייתה ההדגמה של מלכודת ריחוף אופטי באוויר, תחת התנאים בהם גרביטציה ממלאת תפקיד חשוב2,5, במלכודת מסוג זה, כמתואר בתרשים 5, חלקיק מיקרוסקופי E בודד מוחזק באמצעות קרן אנכית, כאשר כוחות הגרביטציה והפיזור משתווים כוח הגרביטציה ממלא את מקום הלייזר הנוסף שבניסויים הקודמים איזן את כוח הפיזור באמצעות כוח פיזור מן הצד השני. כאשר החלקיק לכוד במלכודת זו ומרחף, ניתן לבצע מניפולציות שונות באמצעות פעולה פשוטה של הזזת הקרן, החלקיק יזוז בעקבותיה. אם נכניס למערכת זו קרן נוספת בעלת יכולת ניידות נוכל לבצע מניפולציות במבנה המרחבי של החלקיק. לדוגמה אם אנו גורמים לטיפת מים לרחף אזי הכנסת קרן נוספת לקונפיגורציה זו תוכל ליצור כוחות נוספים אשר ישנו את המבנה המרחבי של הטיפה לאליפסואיד על ידי הפעלת כוחות רוחביים נוספים2,6. העובדה שניתן ליצור צורות מרחביות מורכבות מחלקיק קטן נותן מערכת אידיאלית לביצוע של פיזור אור, לדוגמה ניתן ליצור צורה של טיפה ולבדוק בתנאי מעבדה על ידי מדידה מדויקת מה הם ההפסדים וההחזרים כתוצאה מקרינה לדוגמת קרינת-מיקרו דבר זה יכול לאפשר תכנון יותר טוב של ציוד התקשורת – סלולרית, לוויינית רדיו וכו' היות שבעיית פיזור מטיפה היא בסיסית אך קשה לפתרון מדויק אלא באמצעות תורת הפרעות4. ריחוף של כדורי זכוכית שקופים וחלולים, המשמשים לפעמים לצורך ניסויים בהיתוך על ידי לייזר2,7. ריחוף של חלקיקים בתנאי וואקום גבוה אפשרי. על ידי שימוש במשוב, ניתן לייצב את החלקיק ולהפסיק תנודות אשר נגרמות על ידי תנודות הקרן. מנגנון זה של המשוב מספק אמצעי לחישוב אוטומטי של כוחות על חלקיקים כיוון שהשינוי בהספק הדרוש על מנת להחזיק חלקיק במקום מהווה בעקיפין מדידה של השינוי בכוח המופעל. מנגנון זה שימש לצורך מדידה של כוחות חשמליים בטיפות שמן בגרסה מודרנית של ניסויMillikan oil drop" 10,2" לצורך מדידה של צמיגות עבור חלקיקים קטנים9,2, שינויים בכוחות רדיומטרים כפונקציה של הלחץ8,9,2 ושינויים בכוחות הפיזור כפונקציה של המיקום בסביבת הקרן9,2 ועוד2. ב-1986 אשקין תיאר את המערכת הבאה8: אשקין דיווח במאמרו8 זה על הפעם הראשונה בה נצפה בצורה ניסיונית מלכודת אופטית אשר פועלת באמצעות קרן אחת בלבד (כלומר ללא הפעלת כוח אשר מתנגד ללחץ הקרינה הסטנדרטי אשר דוחף את החלקיק – "כוח הפיזור") במלכודות מסוג זה הכוחות הגרדיאנטים לוכדים את החלקיק כאשר גודלו יכול לנוע בגדלים שונים עד 25 ננומטר (1986), המלכודת פעלה בתוך תמיסת מים. כוחות אלו מדגימים את קיומו של "לחץ קרינה שלילי" או "כוח אחורי" אשר נובע משינוי עוצמת הקרן לאורך החלקיק. אפשרות זו פתחה אופציה להפעלת שיטת המלכודות האופטיות על חלקיקים קטנים כאטומים מולקולות וחלקיקים ביולוגים. כמו כן הוא הציע להשתמש במלכודות אלא לצורך קירור אטומים (ראו בהמשך) שלימים אכן התאפשר ואף קיבלו פרס נובל על טכניקת קירור זו. בשנים האחרונות, ממשיכי דרכו של אשקין אשר עובדים בעזרת שיטה זו, התרכזו במדידת הכוחות והמיקום הדרוש לדיוק מצוין, בעיקר עבור מערכות ביולוגיות אבל גם אינטראקציות של קולואידים (מערכת שבה חלקיקי חומר נמצאים בתרחיף של חומר אחר) והידרודינמיקה. כמו כן הניסויים התרכזו גם בניסויים מבוקרים על התכונות של קרני האור ואפשרו ספקטרוסקופיה של חלקיק בודד בצורה מבוקרת. בשנים האחרונות התפתחו ואריאציות שונות על המערכת הפשוטה של מלקחיים אופטיים, אשר פתחו מחקרים חדשים שחיזקו את הבנתנו על צורת האינטראקציות של אור עם חומר. אחד הכלים החדשים בתחום מלכודות ומניפולציות מרחביות הוא מניפולציה של חלקיקים ואטומים באמצעות אור המיוצר באמצעים הולוגרפיים. בתחום זה ישנן שלוש דרכים עיקריות: קומבינציה פשוטה של קרן, טכניקת סריקה וטכניקות הולוגרפיות. טכניקה זו סוכמה בצורה מצוינת על ידי פולמן ואקסנר (1997)10, בטכניקה זו מפצלים אור של לייזר לשתי קרניים. כאשר מבצעים תכנות אופטי מדויק, ניתן לחבר אותם ועל ידי כך לשלוט באופן בלתי תלוי בכל אחת מהן, ועל ידי כך לשלוט במישור פיקוס הקרניים לאחר המעבר במיקרוסקופ (העדשה המרכזת). כך למעשה יצרנו מלקחיים אופטיים אשר משתמשים בקרן כפולה. טכניקה זו משמשת בעיקר במחקרים בהם מודדים כוחות שונים. טכניקות אלו משתמשות ב-AODs, 11,12AOD זה (בעברית הטיה אופטו-אקוסטית) (באנגלית: acousto-optic deflectors) כלומר אמצעי לשליטה על הקרן בדרכים אופטי-אקוסטיים אמצעי זה עובד באמצעות מתמר אקוסטי כאשר מקור הכוח של המתמר נשאר עובד במתח קבוע, כאשר התדירות האקוסטית משתנה על מנת להסיט את הקרן לזוויות שונות. ה-AOD משתמש בתלות בין זווית הדיפרקציה לתדירות אקוסטית, כאשר השינוי בזווית Δ θ d {\displaystyle \Delta \theta _{d}} כתלות בשינוי בתדירות Δ f {\displaystyle \Delta f} נתון על ידי Δ θ d = λ ν Δ f {\displaystyle \Delta \theta _{d}={\frac {\lambda }{\nu }}\Delta f} כאשר λ {\displaystyle \lambda } ו- ν {\displaystyle \nu } הם האורך גל האופטי של הקרן באוויר והמהירות של הגל האקוסטי בהתאם. היכולות של כלי זה מתבטאות ביכולות סריקה מנקודה לנקודה (מכאן השם "טכניקת סריקה") אחת הדוגמאות ליכולות האלה הוא האפשרות ליצור יותר ממלכודת אחת12 באמצעות אופטיקה מתוחכמת ויכולת הסריקה מנקודה לנקודה, הקרן זזה ממלכודת למלכודת במהירות כזו כך שהחלקיק לא מספיק לזוז ממקומו (על ידי תהליכים של דיפוזיה או תנועה בראונית כלשהי) ובכך נשמר החלקיק במקומו בצורה יציבה, בצורה זו ניתן לחקור זמן אופייני של תהליכים אלו בדיוק רב ניתן לראות דוגמה למערכת מסוג זה במאמר ב-Ref. 13. טכניקות אלו משמשות בעיקר על מנת להשיג שליטה תלת־ממדית במספר אתרים. הולוגרמה מאפשרות שליטה על הפאזה של קרן הלייזר, אשר קובעת כיצד הקרן תתקדם. כך שעל ידי החזרה של הלייזר מההולוגרמה ניתן לקבל צורה ספציפית לקרן בהתאם להולוגרמה, הולגרמות מסוג זה ניתן לייצר על ידי שימוש באלגוריתמים מיוחדים המיועדים לשם כך. נושא זה הוא רחב מאוד ומאפשר יצירת מלכודות בעלי מספר רב של אתרי לכידה, סינון ומיון חלקיקים ועוד. ב-1975 Hansch ו-ארתור שולוב הציעו את האפשרות להשתמש בתלות החזקה כתוצאה מאפקט דופלר של כוחות הפיזור במהירות החלקיקים לצורך קירור אטומים. לדוגמה במימד אחד ניתן בעזרת שתי קרניים מנוגדות וזהות אשר מכוונות מתחת לסף הרזוננס, כל תנועה לאורך הציר נפגשים עם כוח מנוגד הנובעים מאפקט דופלר חזק של הבליעה (תנועת החלקיק לכיוון הקרן גורמת לכך שהחלקיק מקבל יותר תנע בכיוון המנוגד לכיוון תנועתו במילים אחרות הוא סופג תנע משני הכיוונים אך כיוון שהוא נע בכיוון הקרן הוא ירגיש כוח פיזור יותר חזק מהקרן שהוא נע לכיוונה). שלושה זוגות של מלכודות כאלה יוכלו למנוע תזוזה בכל הצירים אך יש לזכור שמערכת מסוג זה תצמצם רק את הכוח הממוצע הפועל על החלקיק, היות שישנן תנודות קוונטיות, ישנן סטיות רנדומליות מהכוח הממוצע אשר נובעות מתהליכי חימום. שיווי המשקל יושג כאשר קצב הקירור האופטי ישתווה לקצב החימום הקוונטי, Letokhov ו-Minogin היו הראשונים שהעריכו את טמפרטורת שיווי המשקל, הערכה זו התבססה על התנודות שחלים בכוח הפיזור, הם גם היו הראשונים שהציעו שניתן להשתמש בטכנולוגיית שש הקרניים על מנת ללכוד בצורה יציבה אטומים על ידי הכוחות הגרדיאנטים אך המלכודות הראשונות סבלו מבעיות יעילות. שיפורים בתחום הושגו כאשר התחילו להשתמש במלקחיים אופטיים (שבהם יש שימוש בקרן אחת ממוקדת היטב) אף על פי שהמחשבה להשתמש בכלי זה לכאורה נוגדת את האינטואיציה, המלקחיים האופטיים יציבות ביותר בצירים בזכות השליטה של הכוח הגרדיאנטי האחורי לעומת כוח הפיזור הקדמי. מלכודות חדשות מסוג זה דרשו בנוסף קרניים מאוד מדייקות ומכוונות על מנת לשמור על האטום בטמפרטורה בסדר גודל של קבוע פלנק. 1986 חלה התקדמות משמעותית נוספת אשר אפשרה לכידה וקירור של עננים צפופים של אטומים, התקדמות זו קידמה את ההתעניינות בטכניקות אלו ונוצרו מלכודות אופטיות-מגנטיות גדולות אשר השתמשו בכוח הפיזור. מלכודות חדשות אלו אפשרו שליטה ברוב הפרמטרים הקשורים למלכודות, בשילוב עם טכנולוגית קירור בעלת 6 הקרניים יצרו מלכודות יציבות שלא מפרות את העיקרון של Earnshaw's שטוען שלא ניתן לאכלס אוסף של מטענים נקודתיים בשיווי משקל סטציונרי אך ורק על ידי האינטראקציות האלקטרוסטאטיות של המטענים אלא צריך קומבינציה של כוחות מגנטים, חשמליים כבידתיים או כמו במקרה זה גם כוחות גרדיאנטים של מלכודות אופטיות. כמו תגליות חשובות רבות בעולם, גם כאן ליד המקרה והמזל הייתה יד, כאשר זיהום חיידקי התרחש באחד הניסויים14,2 של אשקין ב-1987. בניסוי זה נלכד בטעות חיידק שמת כתוצאה מקרינת הלייזר, אך כאשר עברו לשימוש בלייזר תת-אדום (לעומת השימוש בלייזר ירוק) נעשה אפשרי להחזיק חיידקי קולי וכן תאי שמרים למשך שעות בבידוד ולהתבונן בהתרבות התאים בתוך המלכודת. ניסויים אלו הראו את הדרך בה ניתן לשלוט גם בתאים חיים ולבצע מניפולציות מרחביות ללא נזקי קרינה באמצעות השימוש בלייזר באורך גל תת-אדום של 1.06 מיקרון. באופן מדהים המניפולציה הייתה אפשרית גם בתוך התא החי וזאת ללא כל נזק לתאים מלבד עיוותים מבניים קלים. כמו כן נצפתה גם התנהגות אלסטית. עבודות נוספות שנעשו בצמחים הראו יכולות מניפולציה בחלקיקים בתוך הציטופלזמה. על ידי הזזת חלקיקים תוך תאיים ניתן לבדוק תכונות אלסטיות וצמיגות. כמו כן ייתכנו מעין ניתוחים תוך תאיים על ידי זרימה ויסקו-אלסטית (נספח שתיים) של הציטופלזמה עם זרימה כוללת של אברונים גדולים. ניסויים אלו סללו את הדרך לשימוש במלכודות אופטיות בביולוגיה. כיום משמשות מלכודות אופטיות משמשות גם לביצוע מניפולציות ב-DNA, כגון חיתוך, הרכבה ומתיחה. קירור באמצעות לייזרים מדיה וקבצים בנושא מלקחיים אופטיים בוויקישיתוף Arthur Ashkin, Optical trapping and manipulation of neutral particles using lasers, Proceedings of the National Academy of Sciences (PNAS) 94, 1997 P. Barber & C. Yeh, Scattering of electromagnetic waves by arbitrarily shaped dielectric bodies, Applied Optics Vol. 14, Issue 12, 1975 A. Ashkin & J. M. Dziedzic, Optical Levitation by Radiation Pressure, Applied Physics Letters 19, 1971 A. Ashkin & J. M. Dziedzic, Observation of light scattering from nonspherical particles using optical levitation, Applied Optics Vol. 19, Issue 5, 1980, עמ' 660-668 A. Ashkin & J. M. Dziedzic, Stability of optical levitation by radiation pressure, Applied Physics Letters 24, 1974 A. Ashkin, J. M. Dziedzic, J. E. Bjorkholm, & Steven Chu, Observation of a single-beam gradient force optical trap for dielectric particles, Optics Letters Vol. 11, Issue 5, 1986 Erik Fällman & Ove Axner, Design for fully steerable dual-trap optical tweezers, Applied Optics Vol. 36, Issue 10, 1997 David McGloin, Optical tweezers: 20 years on, Philosophical Transactions of the Royal Society A, 2006 Dirk L. J. Vossen; Astrid van der Horst; Marileen Dogterom; Alfons van Blaaderen, Optical tweezers and confocal microscopy for simultaneous three-dimensional manipulation and imaging in concentrated colloidal dispersions, Review of Scientific Instruments 75, 2004 A. Ashkin & J. M. Dziedzic, Optical Trapping and Manipulation of Viruses and Bacteria, Science Vol 235, Issue 4795, 1987 A. Ashkin et al., Observation of a single-beam gradient force optical trap for dielectric particles. Optics Letters, 1986:11;288-290 A. Ashkin, Acceleration and trapping of particles by radiation pressure, Phys Rev Val 24, No 4 2. A. Ashkin, Optical trapping and manipulation of neutral particles using lasers Proc. Natl. Acad. Sci. USA Vol. 94, pp. 4853–4860, May 1997 Physics 3. en:Optical tweezers 4. P. Barber and C. Yeh, Scattering of electromagnetic waves by arbitrarily shaped dielectric bodies 5. Ashkin, A. & Dziedzic, J. M. (1971) Appl. Phys. Lett. 19, 283–285. 6. Ashkin, A. & Dziedzic, J. M. (1980) Appl. Opt. 19, 660–668. 7. Ashkin, A. & Dziedzic, J. M. (1974) Appl. Phys. Lett. 24, 586–588. 8. Ashkin, Optics Letters,‘Observation of a single-beam gradient force optical trap for dielectric particles’ 9. See, for example, M. Kerker, The Scattering of Light(Academic, New York, 1969), p. 37. 10. Fallman, E. & Axner, O. 1997 Design for fully steerable dual-trap optical tweezers. Appl. Opt. 36,2107–2113. 11. On AOD’s https://web.archive.org/web/20080517130933/http://www.brimrose.com/Index/HomeFile/Products/aoDevices_file/aco_files/aodefl.pdf, en:Acousto-Optic Deflector 12. David Mcgloin, Optical tweezers: 20 years on, Phil. Trans. R. Soc. A (2006) 364, 3521–3537 13. Vossen, D. L. J., van der Horst, A., Dogterom, M. & van Blaaderen, A. 2004 Optical tweezers and confocal microscopy for simultaneous three-dimensional manipulation and imaging in concentrated colloidal dispersions. Rev. Sci. Inst. 75, 2960–2970. (doi:10.1063/1.1784559) 14. Ashkin, A. & Dziedzic, J. M. (1987) Science 235, 1517–1520. 15. http://www.pitb.de/nolting/biophysics_methods/nanobiotech.html 16. en:Sonoluminescence 17. https://web.archive.org/web/20081203133259/http://www.aip.org/png/html/sono1.htm 18. en:Viscoelasticity 19. en:Transverse mode 20. en:Arthur Ashkin