Спектроскопия насыщенного поглощения

Спектроскопия насыщенного поглощения измеряет частоту перехода атома или молекулы между основным состоянием и возбужденным состоянием . В спектроскопии насыщенного поглощения два встречных перекрывающихся лазерных луча пропускаются через образец атомарного газа. Один из лучей стимулирует излучение фотонов в возбужденных атомах или молекулах, когда частота лазера совпадает с частотой перехода. Изменяя частоту лазера до тех пор, пока не появятся эти дополнительные фотоны, можно найти точную частоту перехода. Этот метод позволяет проводить точные измерения при комнатной температуре, поскольку он нечувствителен к доплеровскому уширению . Спектроскопия поглощения измеряет переход с доплеровским расширением, поэтому атомы необходимо охладить до температур милликельвина, чтобы достичь той же чувствительности, что и спектроскопия насыщенного поглощения.

Принцип спектроскопии насыщенного поглощения

Чтобы преодолеть проблему доплеровского уширения без охлаждения образца до температур милликельвина, используется классическая схема «насос-зонд». Лазер относительно высокой интенсивности направляется через атомный пар, известный как луч накачки. Другой встречный слабый луч также проходит через атомы на той же частоте, известный как зондирующий луч. Поглощение зондирующего луча регистрируется на фотодиоде для различных частот лучей.

Хотя эти два луча имеют одинаковую частоту, они направлены на разные атомы из-за естественного теплового движения . Если пучки отстроены в красную сторону по отношению к частоте атомного перехода, то луч накачки будет поглощаться атомами, движущимися к источнику луча, а пробный луч будет поглощаться атомами, удаляющимися от этого источника с той же скоростью в противоположное направление. Если лучи расстроены по синему цвету, происходит обратное.

Однако если лазер находится примерно в состоянии резонанса, эти два луча обращаются к одним и тем же атомам, векторы скорости которых почти перпендикулярны направлению распространения лазера. В двухуровневом приближении атомного перехода сильный луч накачки приведет к тому, что многие атомы будут находиться в возбужденном состоянии; когда число атомов в основном состоянии и возбужденном состоянии примерно равно, переход называется насыщенным. Когда фотон из зондирующего луча проходит через атомы, существует большая вероятность того, что, если он встретит атом, атом окажется в возбужденном состоянии и, таким образом, подвергнется вынужденному излучению , при этом фотон пройдет через образец. Таким образом, когда частота лазера перемещается поперек резонанса, при каждом атомном переходе будет наблюдаться небольшой провал в характеристике поглощения (обычно сверхтонкие резонансы ). Чем сильнее луч накачки, тем шире и глубже становятся провалы в гауссовском доплеровском расширении поглощения. В идеальных условиях ширина провала может приближаться к естественной ширине линии перехода. ^[1]

Следствием такого метода встречных лучей в системе с более чем двумя состояниями является наличие линий пересечения. Когда два перехода находятся в пределах одной особенности с доплеровским расширением и имеют общее основное состояние, может возникнуть пик пересечения на частоте точно между двумя переходами. Это результат того, что движущиеся атомы видят, что лучи накачки и зондирования резонансны с двумя отдельными переходами. Луч накачки может привести к опустошению основного состояния, насыщая один переход, тогда как пробный пучок из-за этого насыщения находит гораздо меньше атомов в основном состоянии, и его поглощение падает. Эти пики кроссовера могут быть довольно сильными, часто сильнее, чем основные пики насыщенного поглощения. ^[1]

Доплеровское уширение спектра поглощения атома

Согласно описанию атома, взаимодействующего с электромагнитным полем , поглощение света атомом зависит от частоты падающих фотонов. Точнее, поглощение характеризуется лоренцианом ширины Γ/2 (справочно, Γ ≈ 2π × 6 МГц для обычных рубидия переходов D-линии ^[2]). Если у нас есть ячейка атомного пара при комнатной температуре, то распределение скорости будет следовать распределению Максвелла – Больцмана.

n(v)\,dv=N{\sqrt {\frac {m}{2\pi k_{B}T}}}e^{-{\frac {mv^{2}}{2k_{B}T}}}\,dv,

где $N$ количество атомов, $k_{B}$ – постоянная Больцмана и $m$ это масса атома. Согласно формуле эффекта Доплера в случае нерелятивистских скоростей:

\omega _{\text{lab}}=\omega _{0}\left(1\pm {\frac {v}{c}}\right),

где $\omega _{0}$ — частота атомного перехода, когда атом покоится (тот, который зондируется). Стоимость $v$ как функция $\omega _{0}$ и $\omega _{\text{lab}}$ можно вставить в распределение скоростей. Таким образом, распределение поглощения как функция пульсации будет пропорционально гауссиану с полной шириной на половине высоты.

\Delta \omega _{\text{lab}}=\omega _{0}{\sqrt {\frac {8k_{B}T\ln 2}{mc^{2}}}}.

Для атома рубидия при комнатной температуре: ^[3]

\Delta \omega _{\text{lab}}\approx 500~{\text{MHz}}\approx 2\pi \cdot 80~{\text{MHz}}\gg \Gamma /2\approx 2\pi \cdot 3~{\text{MHz}}.

Поэтому без каких-либо особых ухищрений в экспериментальной установке, исследующей максимум поглощения атомного пара, неопределенность измерения будет ограничена доплеровским уширением, а не фундаментальной шириной резонанса.

Экспериментальная реализация

Поскольку накачивающий и зондирующий луч должны иметь одинаковую частоту, наиболее удобным решением будет, чтобы они исходили от одного и того же лазера. Зондирующий луч может быть выполнен из отраженного луча накачки, пропущенного через фильтр нейтральной плотности для уменьшения его интенсивности. Для точной настройки частоты лазера диодный лазер с пьезоэлектрическим преобразователем можно использовать , управляющим длиной волны резонатора. Из-за шума фотодиода частота лазера может меняться поперек перехода, и показания фотодиода усредняются по многим разверткам.

В реальных атомах иногда имеется более двух соответствующих переходов в доплеровском профиле образца (например, в атомах щелочных металлов со сверхтонкими взаимодействиями ). Это приведет к появлению других провалов в характеристике поглощения из-за этих новых резонансов в дополнение к кроссоверным резонансам.

Ссылки

Спектроскопия насыщенного поглощения рубидия

^ Перейти обратно: ^а ^б Дэрил В. Престон (ноябрь 1996 г.). «Насыщенное поглощение без доплера: лазерная спектроскопия» (PDF) . Американский журнал физики . 64 (11): 1432–1436. Бибкод : 1996AmJPh..64.1432P . дои : 10.1119/1.18457 .
^ Д. А. Штек. «Данные щелочной линии D» .
^ Крис Лихи, Дж. Тодд Гастингс и П. М. Уилт, Температурная зависимость доплеровского уширения в рубидии: студенческий эксперимент , American Journal of Physics 65, 367 (1997); https://doi.org/10.1119/1.18553 .

[preston-1] Перейти обратно: ^а ^б Дэрил В. Престон (ноябрь 1996 г.). «Насыщенное поглощение без доплера: лазерная спектроскопия» (PDF) . Американский журнал физики . 64 (11): 1432–1436. Бибкод : 1996AmJPh..64.1432P . дои : 10.1119/1.18457 .

[2] Д. А. Штек. «Данные щелочной линии D» .

[3] Крис Лихи, Дж. Тодд Гастингс и П. М. Уилт, Температурная зависимость доплеровского уширения в рубидии: студенческий эксперимент , American Journal of Physics 65, 367 (1997); https://doi.org/10.1119/1.18553 .

[1]

[2]

[3]