多層膜結構載磁微泡聲散射特性*

張雅婧 王銘浩 雷照康 申文潔 馬嫣嬙 莫潤陽

(陜西師范大學,陜西省超聲學重點實驗室,西安 710119)

搭載有磁性納米顆粒的包膜微泡,作為一種新型試劑在多模造影、溶栓治療及靶向藥物輸運等多領域得以應用及研究.常通過原位測量技術進行微泡研究,而散射解析模型是聲反演技術的基礎.由空氣內核、均勻懸浮磁納米顆粒的磁流體層及磷脂外層組成多膜層結構載磁微泡,考慮磁流體密度變化及磷脂層黏彈性,通過簡正級數法求解多層結構微泡各區域的散射聲場.將載磁微泡散射模型與其他氣泡進行對比,并數值分析載磁微泡共振散射特性,包括初始半徑、磁納米顆粒體積分數、磁流體層厚度及磷脂層特性參數等對微泡散射影響.結果表明: 當膜層中磁納米顆粒的體積分數α 不超過0.1 時,顆粒對微泡共振散射的影響具有兩面性,既可增強也可減弱散射,主要取決于微泡半徑;存在一個臨界微泡半徑值,微泡半徑超過此臨界則顆粒將增強微泡散射,反之減弱;微泡半徑一定,α 不超過0.1 時,α 取值越高微泡散射越強;膜層材料的拉梅常數和厚度越小的同尺度微泡散射更強.該研究對載磁微泡結構優化設計、原位監測及診療應用有理論意義.

1 前言

超聲造影劑 (ultrasound contrast agents,UCA)是一種含有半徑為幾個微米的氣泡液體,注射進入血管后能增強組織回波能力、提高圖像清晰度在臨床上有著廣泛應用[1,2].一般將直徑小于10 μm 的小氣泡稱為微泡,自1968 年Gramiak 和Shah[3]首次報道其應用以來,微泡聲學特性不斷地被人們所認識并應用于實踐.微泡在超聲作用下振動并產生強散射信號[4],增強超聲造影對比度的同時,磁功能化處理的實施使其應用大為拓展.其一,裝載磁性顆粒 (magnetic nanoparticles,MNPs)形成載磁微泡 (magnetic microbubbles,MMBs),可做超聲/磁共振雙模成像試劑[5-7].Mulvana 等[8]曾在實驗中觀察到,相同大小的MMBs 和普通UCA在同一聲場作用下徑向振動的振幅非常相近,這意味著MMBs 和普通UCA 一樣可被用于超聲成像.Yang 等[9]通過在聚合物殼內結合超順磁氧化鐵納米粒子(superparamagnetic iron oxide nanoparticles,SPIOs)獲得一種平均直徑為3.98 μm 的新型囊化結構載磁微泡,體內外實驗表明,MMBs 相比普通UCA,穩定性更強且能顯著增強超聲造影.其二,超聲介導治療的進展刺激了載藥微泡試劑的發展,微泡攜帶治療藥物作為載藥體,可以在超聲激活之前通過應用磁場靶向到感興趣的區域.目前對MMBs 的研究更多集中在提高基因轉染效率[10]、減小靶向藥物釋放后對周圍組織造成的損傷[11]、癌癥[12]和溶栓治療[13]等方面.Sun 等[14]將Fe3O4納米顆粒與聚乳酸-羥基乙酸共聚物 (poly lactic-coglycolic acid,PLGA)結合,開發出的Fe3O4/PLGA雙模造影劑在增強超聲成像對比度的同時,還改善了高強度聚焦超聲(high intensity focused ultrasound,HIFU)治療中因為聲能損耗過大導致腫瘤消融效率降低的問題,并認為將其引入HIFU 乳腺癌手術中有望提高治療效果.

對微泡進行磁功能化處理的同時,需考慮其對聲場和磁場的響應特性以及穩定性,這對微泡設計與合成都提出了相當大的挑戰.研究者為此進行了多方努力[15],包括載磁微泡制備技術開發、氣泡原位測量等.首先,無論對微泡進行什么操作或處理,對超聲波的充分響應是其用于成像和治療的根本,散射能力是其應用價值核心之一.微泡散射與微泡大小、膜殼機械特性及入射波聲壓等有關.當驅動聲壓較弱時主要表現為線性散射;隨著驅動聲壓增加,產生豐富的二次諧波可進行二次諧波成像;繼續提高聲壓,氣泡破裂氣體溢出呈現瞬間高強度信號散射,被稱為受激聲波發射.Yang 等[16]、Xu 等[17]和Gu 等[18]在實驗中分別發現,結合有MNPs 的微泡諧波頻率成分更加豐富;Yang 等[16]還發現,MMBs 散射截面隨SPIOs 濃度的增加出現先增大后減小的變化規律,指出可通過改變膜殼層內SPIOs濃度調控MMBs 的聲學特性.

普通UCA 散射解析模型的研究已經非常充分,首先是針對無膜層的球形單個氣泡的散射模型,包括Anderson 模型、Clay-Medwin 模型及Ainslie-Leighton 模型等;考慮膜層性質包括黏彈特性、厚度等影響,進行了很多改進單泡模型的研究[19].其次是考慮泡間相互作用,建立多泡散射模型及其更新.Alexandra 和Thomas[20]對上述Anderson 模型、Clay-Medwin 模型、Ainslie-Leighton 模型等3 種球形單泡散射模型進行了對比,發現當氣泡半徑小于入射聲波波長,即ka＜0.5 時這3 種解析模型預測與實驗測試結果幾乎等效(k為波數,a為氣泡半徑),但當ka＞0.5 時,3 個模型都不能很好地對散射截面進行預測,此時不僅需考慮泡的尺寸,還需考慮其非球形變.微泡的解析散射模型是聲學反演技術的依據,而聲學反演技術常被用于提取氣泡物理性質(包括大小、膜層厚度和膜的黏彈性等),是研究氣泡常用的一種原位測量技術.MMBs 作為一種新型試劑,針對其開展的探索性應用如雙模成像、溶栓治療等研究日漸增多,但對其散射模型及特性的研究并不充分,導致這類微泡在應用過程中的實時監測非常困難.

構建微泡解析散射模型可通過聲波簡正級數解和氣泡動力學方程兩種途徑.Dong 等[21]采用簡正級數方法,利用邊界條件求得包膜泡的散射系數,在此基礎上構建了包膜微泡散射模型;Song 等[22]從泡的動力學方程出發,構建了含有氣核的雙層膜超聲相變造影劑PCCAs (phase-change contrast agents)的散射模型.微泡散射特性不僅與泡內氣體、泡外液體及入射聲頻率有關,還與膜層結構、性質有關.對多膜層結構的載磁微泡,建立其解析散射模型不僅有助于設計聲學響應靈敏的功能微泡,還對基于反演技術的微泡特性測量及監控非常重要.為此,本課題組進行了多方位探索,趙麗霞等[23,24]在考慮MNPs 對膜層密度和黏度影響的條件下,曾構建了多層膜結構載磁微泡物理模型,并對其非線性動力學特性尤其是對MNPs 的影響進行探討;史慧敏等[25,26]將MMBs 引入微管約束、探討其在有限長管內的振動特性;陳杰等[27]另辟蹊徑,將載磁微泡轉化成磁流體中的非磁微泡,研究了單泡及雙泡的動力學行為.本文是在課題組之前所構建的包含磷脂外層和磁流體內層的MMBs多膜層物理結構基礎上,考慮磷脂層黏彈性以及MNPs 對磁流體層密度影響,建立單個球形載磁微泡的散射模型,并通過簡正級數方法描述了微泡各區域聲場.利用背散射截面表示MMBs 的背散射特性參數,數值分析MNPs 體積分數、微泡初始尺寸、磁流體層厚度及磷脂層厚度和黏彈拉梅常數等參數對MMBs 共振頻率和最大背散射截面的影響.

2 理論模型

UCA 半徑一般多在0.5—5.0 μm[20].目前工藝下所制備的MMBs 半徑基本也在5 μm 以內[15],可在以下假設條件下建立其散射模型: 1) 忽略泡在聲場作用下的非球形變,認為在運動過程中始終保持球形;2) 泡半徑與入射聲波波長相比很小,即ka?1.在這些假設條件下,首先根據散射原理得到單個MMBs 的散射聲場及其簡正級數解,再由邊界條件對其散射矩陣進行求解并得到散射系數,最后得到微泡的無量綱背散射截面.

2.1 載磁微泡散射聲場及其簡正級數解

多層膜MMBs 物理結構如圖1 所示,由內向外各層介質依次為空氣、磁流體層及黏彈性磷脂層,各部分尺寸及材料參數見表1.其中,磁流體層由MNPs 均勻分布在油酸基液中形成,其密度ρ2由基液和分散其中的顆粒共同決定:ρ2=(1—α)ρ0+αρnp[28],其中α為顆粒的體積分數,在穩定磁流體中α≤0.1[23];ρ0和ρnp分別為基液和磁性顆粒的密度.MMBs 外無限大液體為水.

表1 載磁微泡結構及各區域介質參數Table 1.Structure of MMBs and the media parameters.

圖1 MMBs 物理模型Fig.1.Physical model of MMBs.

設有一單位幅值的入射平面聲波pi沿z軸入射到微泡,k4=w/c4為水中波數,w為入射聲波角頻率,f為入射聲波頻率且w=2πf.為計算泡外M點的散射聲場,以球心O為坐標原點建立圖1所示的球坐標系,其中r,θ和Φ為球坐標系中M點的坐標變量.

區域4省略時間因子 e-iωt,入射平面聲波pi可展開為

其中,n為階數,Jn(k4r)為貝塞爾函數,Pn(cosθ)為勒讓德函數.磁泡外散射聲壓ps可表示為

其中an為散射系數,可由邊界條件確定;Hn(1)(k4r)為第一類Hankel 函數.

區域3設Φ3和Ψ3分別為黏彈性磷脂薄層3中的標量勢和矢量勢,分別表示為

波數k3d和k3s[19]為

位移和應力分量為

這里λe和μe為膜層拉梅常數的實數部分;λv和μv為其虛數部分;Nn(k3dr)和Nn(k3sr)為諾伊曼函數;bn,dn,gn和mn為待定系數.

區域2進入磁流體層2 中的透射波p2表示為

其中on和sn為待定系數,波數k2=w/c2.

區域1氣核1 內的透射波p1為

其中tn為待定系數,波數k1=w/c1.

在界面r=R1,r=R2和r=R3處,滿足邊界條件:

將(1)式—(10)式代入(11)式—(13)式中,并轉化成矩陣的形式:

由Cramer 法則可得到散射系數an:

2.2 載磁微泡的背散射截面σ

MMBs 的散射特性參數用其背散射截面σbs表示,表達式為[19]

對σbs進行無量綱化處理,

式中R3為微泡外徑.下面對無量綱背散射截面σ與入射聲波頻率f關系、共振散射特征等進行分析.

3 數值分析及討論

計算無限大水介質中MMBs 的無量綱背散射截面σ,并對半徑R3、磁流體層厚度d1、磁流體中MNPs 體積分數α和磷脂外膜層厚度d2及拉梅常數μv對入射聲波頻率f響應的影響進行分析和討論.數值分析所涉及到的參數取值分別為:c4=1500 m/s,ρ4=1000 kg/m3,μe=88.84 MPa,λe=6.1×104MPa,λv=50 Pa·s,ρ3=1100 kg/m3,d2=1.5 nm,c2=1500 m/s,ρ0=7.0×102kg/m3,ρnp=5.1×103kg/m3,c1=340 m/s,ρ1=1.23 kg/m3.

3.1 微泡散射模型對比

將多層MMBs 散射模型與文獻[20]中球形單泡Clay-Medwin 模型和Anderson 模型所得背散射截面σ進行對比,數值分析時取與文獻[20]所用微泡尺寸相同并取R3=790 μm,所得σ與ka的關系曲線見圖2,a為氣泡半徑,對載磁微泡則等于R3.由圖2 可見,三條曲線相似,尤其是MMBs模型(藍虛線)與Anderson 模型(紅實線)在ka整個范圍都非常接近.不同之處在于,紅實線和藍虛線在ka＞0.5 范圍均有高階共振峰出現,而Clay-Medwin 模型(綠色點劃線)未出現高階共振.造成此差異的原因可能與模型的假設條件和所考慮的影響因素有關.Anderson 模型假設氣泡半徑和入射波長相當,即ka≈1,僅考慮了聲輻射對散射的影響;Clay-Medwin 模型則假設ka?1,不僅考慮聲輻射還考慮熱傳導和泡外流體剪切黏度對散射的影響;而MMBs 模型與Clay-Medwin 模型一樣假設ka?1,但考慮了磁流體和磷脂組成的多層膜結構以及產生的多邊界條件.

圖2 球形單泡散射模型對比Fig.2.Comparison of scattering models for spherical single bubbles.

為考察MMBs 模型預測散射的能力,參考文獻[20]的方法進行類推.將數值與實驗結果[20]進行對比得出兩個結論: 1) 當ka＜0.5 時Anderson 和Clay-Medwin 兩種模型均能對微泡散射進行準確預測;2) 當ka≥0.5,球形氣泡較非球泡,Anderson模型與實驗結果更為相近,而Clay-Medwin 模型偏差較大.考慮MMBs 模型與Clay-Medwin 和Anderson 模型關系,MMBs 更適用于預測以下兩類微泡的散射: 1)ka＜0.5 的球形微泡;2)ka≥0.5且微泡形狀隨時間不發生較大變化.因而,MMBs散射模型可用于原位檢測中的聲反演.

3.2 載磁微泡的共振曲線及散射共振

氣泡散射有一個十分有意義的特性,即氣泡共振.當入射聲波頻率與氣泡共振頻率一致時,入射聲波能量全部被氣泡共振吸收,形成共振散射,這時散射截面最大.為了解磁性顆粒的結合是否會對微泡共振特性產生影響,利用MMBs 的非線性動力學模型[23],可得到α=0.1 時多層膜微泡的共振曲線,如圖3(a)所示.隨半徑R3增大,微泡共振頻率f0降低,與未結合有磁性顆粒(α=0)的UCA相比,MNPs 結合將導致微泡共振頻率下降且這種影響隨泡尺寸的增大減弱.換言之,MNPs 結合將造成微泡共振頻率輕微下降且微泡半徑越小這種影響越大.造影劑微泡的直徑一般約為0.5—5.0 μm,此時這種影響不可忽略.

圖3 MMBs 的(a)共振曲線及(b)共振散射(σvs.f)Fig.3.(a) Resonance curves and (b) resonance scattering (σvs.f) of MMBs.

由圖3(a)還可得知,半徑R3=3,4,5 μm 載磁微泡的共振頻率分別為1.60,1.10,0.85 MHz,若假設微泡半徑從幾微米到十幾微米,則其共振頻率范圍約為幾十千赫茲到幾兆赫茲.為此,選擇在0.5—2.5 MHz 頻帶范圍討論微泡背向散射截面σ的頻率特性.設磁流體層厚度d1=100 nm、MNPs 體積分數α=0.1、磷脂外層材料的黏彈拉梅常數μv=0.5,散射截面σ隨入射聲波頻率f變化的規律見圖3(b).隨f變化σ出現三個峰值且沿f增加方向,各峰對應的頻率依次為0.85,1.10,1.60 MHz,經與圖3(a)對比,這3 個頻率恰為上述3 個尺寸MMBs 的共振頻率,散射截面的3 個峰值為共振散射峰.可見,MMBs 與一般包膜微泡一樣,共振時散射截面最大.

為觀察共振散射截面隨半徑變化規律,取共振散射峰對應的σmax并繪制σmax隨R3變化的曲線,如圖4(a)黑色實線所示,兩者間為單值對應關系且隨R3增加σmax快速增大,表明氣泡半徑越大共振散射截面也越大.這是眾所周知的一般規律,但其中這種單值性卻提供了一種借助背散射截面測量微泡半徑的可能性.另外需注意,微泡半徑越大散射能力越強,超聲成像對比度越高,但大泡可能在血管中造成氣體栓塞.醫學應用中,小于紅細胞直徑 (7 μm) 的微泡能通過肺毛細血管進入動脈循環,從而達到造影效果而不會造成栓塞.從圖4(a)還可以看出,R3在3—7 μm 范圍,σmax隨半徑變化增長速度最快,散射能力的增長效果也更明顯,因而一般醫用微泡半徑也多在此范圍[15].

圖4 α=0.1 與α=0 兩種微泡的共振散射截面 (a) σmax 隨R3 變化的曲線;(b) Δ 與R3 的關系Fig.4.Scattering cross sections of bubbles when α=0.1 and α=0: (a) The curves of σmax vs.R3;(b) the relationship of Δ and R3.

共振狀態下微泡散射截面最大,然而當α保持恒定且設α=0.1 時,同樣大小的載磁微泡與普通UCA 相比,散射是增大還是降低? 這是研究MNPs 對微泡造影能力影響的關鍵.為此,圖4(a)將α=0.1 (黑實線) MMBs 與α=0 (紅虛線)普通無磁UCA 進行對比,發現紅黑兩條曲線幾乎重合,表明MNPs 對散射影響程度有限.但經對圖像區域放大由圖4(a)插圖細微觀察發現,黑、紅兩條曲線相對位置存在交替現象,說明MNPs 對散射的影響具有兩面性,既可能使σmax增大也有可能使之減小,主要與氣泡的絕對大小有關.

為定量考察MNPs 對微泡散射的影響,用Δ=表示兩種微泡共振散射截面之差,而且將微泡半徑范圍從0.5—5 μm 擴大到0.5—30 μm,圖4(b)給出此時Δ與R3的關系.將Δ=0 對應的R3稱為微泡臨界半徑,并用R3臨表示.由圖4(b)知R3臨=4 μm.在0.5—4.0 μm區間Δ＜0,UCA 的散射更大,此時顆粒減小了泡的散射;在4—30 μm 區間Δ0,說明MMBs散射大于UCA,顆粒對微泡散射有增強效果,但增強程度隨半徑變化出現輕微起伏,R3=15 μm 增強作用最大但超出UCA 尺度范圍.可見α=0.1 時顆粒對微泡散射影響有雙重性,R3臨之上則顆粒能增強散射、反之則減弱.由此,微泡磁功能化處理中在保證磁特性前提下,欲使微泡聲散射不受影響甚至還有提高,其半徑不應低于R3臨.

這里存在一個問題,上面通過簡正級數得到的三個共振頻率0.85,1.10,1.60 MHz (圖3(b)) 恰與通過氣泡動力學方法得到的結果 (圖3(a)) 相吻合,兩種方法不同,但在MMBs 得共振散射上所得結果卻一致,是巧合還是規律使然? 圖5 給出的載磁微泡兩條共振曲線,分別是通過簡正級數(黑實線)和泡的動力學方法(紅虛線)獲得.兩條曲線幾乎重合,不僅驗證了本文模型的準確性,還說明兩種方法在求解共振頻率上幾乎一致.它們之間出現微弱差異的可能原因主要包括: 一是所用載磁微泡結構不同,采用MMBs 動力學模型時忽略了磷脂層厚度[23],而用散射簡正級數方法考慮了膜層厚度,希望探究磷脂層黏彈性對微泡散射的影響;二是MMBs 動力學模型[23]認為MNPs 改變了磁流體層的密度和黏度,而簡正級數方法將黏度視為常量僅考慮磁流體層密度變化.

圖5 求解頻率曲線的兩種方法對比Fig.5.Comparison of two methods for solving frequency curves.

3.3 MNPs 體積分數α 的影響

在3.2 節中可以看出,MNPs 對微泡聲散射既可增強也可減弱,但3.2 節僅討論在α保持一定且α=0.1 的情況.下面進一步研究α變化對微泡散射的影響,在此僅對大于臨界尺寸的微泡進行討論.取R3=5 μm 和μv=0.5,圖6(a)和圖6(b)分別給出f0和σmax與α的關系曲線.

圖6 R3=5 μm 時,f0,σmax 與α 的關系 (a) f0 vs.α;(b) σmax vs.αFig.6.Relationships between f0,σmax and α with R3=5 μm,respectively: (a) f0 vs. α;(b) σmax vs.α.

圖6(a)中,當α≤0.1 時,f0隨著α增加單調減小,變化速度與磁流體層厚度d1有關.對比d1分別為100,300,500 nm 三條曲線發現,d1越大隨α增加f0降低越快,表明MMBs 共振頻率隨MNPs 體積分數和磁流體層厚度的增加下降,可能是MNPs 的介入增大了磁流體層密度并對泡振蕩產生了束縛.趙麗霞等[23]在分析MMBs 非線性振動特性時曾發現,磁顆粒對微泡振動有微弱抑制作用.Beguin 等[12]在研究超聲與磁場聯合作用中,實驗觀察到磁性顆粒束縛了微泡的徑向振動.與圖6(b)對比可見,d1不同的三條曲線變化趨勢基本相同,σmax隨α增大單調增加,但d1越大的微泡σmax增速越大.說明可通過提高α增強微泡共振散射截面,而且該方式對磁流體層較厚的微泡更有效.Yang 等[16]通過對MMBs (半徑為2 μm,激勵聲波頻率3.5 MHz)散射截面計算指出,隨著MNPs濃度增大、散射截面出現先增大后減小現象.而本模型則認為σmax與α間存在單調關系,可能是因為本研究中控制α不超過0.1.另外,σmax與α間單值對應關系為利用聲背散射強度實時監測MNPs的裝載過程提供了一種方法上的可能性.

3.4 磁流體層厚度d1 的影響

磁流體層是MNPs 存在的空間,其厚度d1會影響泡的共振散射.圖7(a)為α取值分別為0,0.05 及0.10 時f0與d1的曲線,且此時R3=5 μm,μv=0.5.由圖7(a)可見,f0隨d1增加升高且上升快慢與α有關,α=0 時,普通UCA 的f0增長最快.與圖7(b)對比,σmax變化呈現出與f0相反的規律,α=0 時σmax減小最快.可見,α減弱了d1對磁泡共振散射的影響,裝載MNPs 時應盡可能使顆粒在膜層中以緊密、單層的方式排列,增大MNPs 體積分數的同時減小磁流體層厚度.然而MNPs 緊密排列會使膜殼變硬,降低微泡體積振蕩能力.這是MMBs 結構設計參數中的一對矛盾,需要綜合考慮協調.

圖7 R3=5 μm 時,f0,σmax 與d1 的關系 (a) f0 vs.d1;(b) σmax vs.d1Fig.7.Relationships between f0,σmax and d1 with R3=5 μm,respectively: (a) f0 vs.d1;(b) σmax vs.d1.

3.5 磷脂層參數(μv,d2)的影響

3.4 節討論了MNPs 的介入對微泡散射的影響,接著討論磷脂層(μv,d2)對共振散射的影響.圖8(a)為磷脂層厚度d2分別為1.5,3.0,4.5 nm時微泡f0與μv的曲線,此時R3=5 μm,α=0.1,d1=100 nm.對比圖8(a)中三條曲線發現,μv變化幾乎不對f0產生影響,f0隨磷脂層厚度增加升高,表明MMBs 半徑一定時,其共振頻率更易受膜層厚度影響而較小受材料黏度影響.與圖8(b)中的共振散射截面σmax變化規律相比,σmax隨膜層材料黏度μv和膜層厚度d2的增大快速減小,可見,其他條件相同時,膜層厚度越小的氣泡散射更強.這也證實,在構建MMBs 理論模型時將磷脂層厚度忽略是可行的,除了膜厚與氣核半徑相比很小[23]外,還因為膜層本身很薄.通過分析以上結論得出,對MMBs 進行結構和性能優化設計時,可通過選擇合適的泡半徑R3、控制磁納米顆粒體積分數α、磁流體層厚度d1、膜材料黏度μv和外膜厚度d2等參數進行綜合優化.

圖8 R3=5 μm 時,f0,σmax 與μv 的關系 (a) f0 vs.μv;(b) σmax vs.μvFig.8.Relationship between f0,σmax and μv with R3=5 μm,respectively: (a) f0 vs.μv;(b) σmax vs.μv.

4 結論

通過簡正級數方法求解多層膜結構載磁微泡的散射聲場,數值分析其共振散射特性,得到以下主要結論: MNPs 的結合使微泡共振頻率較普通泡略有下降;MMBs 與普通UCA 一樣共振時散射截面最大;MNPs 對微泡背散射能力表現出增強和減弱雙重作用,主要與泡尺寸有關,大于臨界半徑的微泡結合顆粒將增強散射;MMBs 的共振散射峰與MNPs 體積分數α間存在單值對應關系,為利用背散射截面監測磁性顆粒載入過程提供了可能,σmax與R3間的單值關系也為通過散射截面定量磁泡大小提供了可能.α一定時磁流體層越薄微泡散射越強,這意味著磁性納米顆粒在膜層上的分布應盡可能緊密且單層排列,但這以犧牲膜層體積振蕩能力為代價.MMBs 結構設計是微泡功能化的重要方面,該研究可為其結構優化設計及在體內藥物輸運時的實時聲監測提供參考.

感謝陜西師范大學王成會老師給予有益的討論.