Nasycená absorpční spektroskopie - Saturated absorption spectroscopy

V experimentální atomová fyzika, nasycená absorpční spektroskopie nebo Dopplerova spektroskopie je nastavení, které umožňuje přesné určení frekvence přechodu souboru atom mezi jeho základním stavem a opticky vzrušený stav. Přesnost, s níž lze tyto frekvence určit, je v ideálním případě omezena pouze šířkou excitovaného stavu, což je inverzní hodnota k životnosti tohoto stavu. Avšak vzorky atomového plynu, které se k tomuto účelu používají, jsou obvykle při pokojové teplotě, kde je měřená distribuce frekvence velmi rozšířena kvůli Dopplerův jev. Nasycená absorpční spektroskopie umožňuje přesnou spektroskopie atomových hladin, aniž by bylo nutné vzorek ochladit na teploty, při kterých již není Dopplerovo rozšíření relevantní (což by bylo řádově několik milikelvinů). Používá se také k uzamčení frekvence a laser na přesnou vlnovou délku atomového přechodu v experimentech s atomovou fyzikou.

Dopplerovo rozšíření absorpčního spektra atomu

Podle popisu atomu interagujícího s elektromagnetické pole, absorpce světla atomem závisí na frekvenci dopadajících fotonů. Přesněji řečeno, absorpce je charakterizována a Lorentzian šířky Γ / 2 (pro srovnání, Γ ≈ 2π × 6 MHz pro běžné Rubidium Přechody linie D.^[1]). Pokud máme buňku atomových par při pokojové teplotě, potom bude rozdělení rychlosti následovat a Distribuce Maxwell – Boltzmann

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

kde ${ displaystyle N}$ je počet atomů, ${ displaystyle k_ {B}}$ je Boltzmannova konstanta, a ${ displaystyle m}$ je hmotnost atomu. Podle Dopplerův jev vzorec v případě nerelativistických rychlostí,

${ displaystyle omega _ {lab} = omega _ {0} doleva (13 pm { frac {v} {c}} doprava),}$

kde ${ displaystyle omega _ {0}}$ je frekvence atomového přechodu, když je atom v klidu (ten, který je zkoumán). Hodnota ${ displaystyle v}$ jako funkce ${ displaystyle omega _ {0}}$ a ${ displaystyle omega _ {lab}}$ lze vložit do rozdělení rychlostí. Distribuce absorpce jako funkce pulzace bude proto úměrná Gaussianovi s plná šířka na polovinu maxima

${ displaystyle Delta omega _ {lab} = omega _ {0} { sqrt { frac {8k_ {B} T ln 2} {mc ^ {2}}}}}$

Pro atom rubidia při pokojové teplotě^[2],

${ displaystyle Delta omega _ {lab} přibližně 500 { mbox {MHz}} přibližně 2 pi cdot 80 { mbox {MHz}} gg gamma / 2 přibližně 2 pi cdot 3 { mbox {MHz}}}$

Proto bez jakéhokoli zvláštního triku v experimentálním uspořádání sondujícího maximum absorpce atomové páry bude nejistota měření omezena Dopplerovým rozšířením a ne základní šířkou rezonance.

Princip nasycené absorpční spektroskopie

K překonání problému s Dopplerovým rozšířením bez ochlazení vzorku na teploty v milikelvinech se používá klasické - a spíše obecné - schéma čerpadlo-sonda. Atomovou parou, známou jako paprsek čerpadla, se vysílá laser s relativně vysokou intenzitou. Další protijedoucí slabý paprsek je také posílán atomy na stejné frekvenci, známé jako paprsek sondy. Absorpce paprsku sondy se zaznamenává na fotodiodě pro různé frekvence paprsků.

Ačkoli jsou dva paprsky na stejné frekvenci, oslovují různé atomy kvůli přirozenosti tepelný pohyb. Pokud jsou paprsky červeně rozladěný s ohledem na frekvenci atomového přechodu bude paprsek pumpy absorbován atomy pohybujícími se směrem ke zdroji paprsku, zatímco paprsek sondy bude absorbován atomy pohybujícími se od tohoto zdroje stejnou rychlostí v opačném směru. Pokud jsou paprsky detunovány modře, nastane opak.

Typický přenos paprsku sondy zaznamenaný na fotodiodě pro přírodní rubidium jako funkce vlnové délky laseru

Pokud je však laser přibližně na rezonanci, tyto dva paprsky adresují stejné atomy, ty s rychlostními vektory téměř kolmými ke směru šíření laseru. Při aproximaci dvou stavů atomového přechodu způsobí silný paprsek pumpy mnoho atomů v excitovaném stavu; když je počet atomů v základním stavu a excitovaném stavu přibližně stejný, říká se, že přechod je nasycený. Když foton ze svazku sondy prochází atomy, existuje velká šance, že pokud narazí na atom, bude atom v excitovaném stavu a tak podstoupí stimulované emise, přičemž foton prošel vzorkem. Jak je tedy frekvence laseru zametena přes rezonanci, bude při každém atomovém přechodu pozorován malý pokles absorpčního prvku (obecně hyperjemné rezonance ). Čím silnější je paprsek čerpadla, tím širší a hlubší jsou poklesy v Gaussově dopplerovské rozšířené absorpční funkci. Za dokonalých podmínek se šířka ponoru může přiblížit přirozené šířce čáry přechodu.^[3]

Důsledkem této metody proti-šíření paprsků v systému s více než dvěma stavy je přítomnost křížových čar. Když jsou dva přechody v rámci jednoho Dopplerově rozšířeného prvku a sdílejí společný základní stav, může dojít k přechodovému píku na frekvenci přesně mezi těmito dvěma přechody. To je výsledkem toho, že pohybující se atomy vidí rezonanční paprsky pumpy a sondy se dvěma samostatnými přechody. Paprsek paprsku může způsobit vylidnění základního stavu a nasycení jednoho přechodu, zatímco paprsek sondy najde v základním stavu mnohem méně atomů kvůli této saturaci a jeho absorpce klesá. Tyto crossover píky mohou být docela silné, často silnější než hlavní nasycené absorpční píky.^[3]

Experimentální realizace

Protože čerpadlo a paprsek sondy musí mít stejnou přesnou frekvenci, nejpohodlnějším řešením je, aby pocházely ze stejného laseru. Paprsek sondy může být vyroben z odrazu paprsku čerpadla procházejícího filtrem neutrální hustoty, aby se snížila jeho intenzita. K doladění frekvence laseru použijte diodový laser s a piezoelektrický měnič lze použít vlnovou délku dutiny. Kvůli šumu fotodiody lze laserovou frekvenci přejet přechodem a čtení fotodiody zprůměrovat v mnoha zatáčkách.

Ve skutečných atomech existují někdy více než dva relevantní přechody v Dopplerově profilu vzorku (např. V alkalických atomech s hyperjemné interakce ). To vygeneruje zjevení dalších poklesů v absorpční funkci díky těmto novým rezonancím kromě křížových rezonancí.

Reference

• Spektroskopie nasycené absorpce rubidia