Spektroskopia absorpcji nasyconej

W eksperymentalnej fizyce atomowej nasycona spektroskopia absorpcyjna lub spektroskopia bez Dopplera to konfiguracja, która umożliwia precyzyjne określenie częstotliwości przejść atomu między jego stanem podstawowym a stanem optycznie wzbudzonym . Dokładność, z jaką można określić te częstotliwości, jest w idealnym przypadku ograniczona jedynie szerokością stanu wzbudzonego, który jest odwrotnością czasu życia tego stanu. Jednak próbki gazu atomowego, które są używane do tego celu, mają zazwyczaj temperaturę pokojową, w której zmierzony rozkład częstotliwości jest znacznie rozszerzony z powodu efektu Dopplera . Spektroskopia absorpcji nasyconej umożliwia precyzyjną spektroskopię poziomów atomowych bez konieczności schładzania próbki do temperatur, w których poszerzenie Dopplera nie ma już znaczenia (co byłoby rzędu kilku milikelwinów). Jest również używany do blokowania częstotliwości lasera do dokładnej długości fali przejścia atomowego w eksperymentach fizyki atomowej.

Dopplerowskie poszerzenie widma absorpcyjnego atomu

Zgodnie z opisem oddziaływania atomu z polem elektromagnetycznym , absorpcja światła przez atom zależy od częstotliwości padających fotonów. Dokładniej, absorpcja jest charakteryzowana przez Lorentza o szerokości Γ/2 (dla odniesienia, Γ ≈ 2π × 6 MHz dla typowych przejść linii D rubidu ). Jeśli mamy komórkę pary atomowej w temperaturze pokojowej, wówczas rozkład prędkości będzie zgodny z rozkładem Maxwella – Boltzmanna

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

gdzie $,$ $liczbą$ atomów jest stałą Boltzmanna i $.$ Zgodnie ze wzorem efektu Dopplera w przypadku prędkości nierelatywistycznych,

{\ Displaystyle \ omega _ {laboratorium} = \ omega _ {0} \ lewo (1 \ pm {\ Frac {v} {c}} \ prawej),}

gdzie jest częstotliwością przejścia atomowego, gdy atom jest w spoczynku (ten, który jest badany $.$ Wartość jako $funkcję$ i $_$ $.$ _ Rozkład absorpcji w funkcji pulsacji będzie zatem proporcjonalny do Gaussa z pełną szerokością w połowie maksimum

{\ Displaystyle \ Delta \ omega _ {laboratorium} = \ omega _ {0} {\ sqrt {\ Frac {8k_ {B} T \ ln 2 }{mc^{2}}}}}

Dla atomu rubidu w temperaturze pokojowej,

{\ Displaystyle \ Delta \ omega _ {lab} \ około 500 {\ mbox {MHz}} \ około 2 \ pi \cdot 80{\mbox{ MHz}}\gg \Gamma /2\około 2\pi \cdot 3{\mbox{ MHz}}}

Dlatego bez specjalnego triku w układzie eksperymentalnym sondującym maksimum absorpcji pary atomowej, niepewność pomiaru będzie ograniczona dopplerowskim poszerzeniem, a nie podstawową szerokością rezonansu.

Zasada nasyconej spektroskopii absorpcyjnej

Aby przezwyciężyć problem poszerzenia Dopplera bez schładzania próbki do temperatur milikelwinów, stosuje się klasyczny - i raczej ogólny - schemat pompa-sonda. Laser o stosunkowo dużym natężeniu jest wysyłany przez parę atomową, znaną jako wiązka pompująca. Kolejna słaba wiązka rozchodząca się w przeciwną stronę jest również wysyłana przez atomy z tą samą częstotliwością, zwana wiązką sondującą. Absorpcja wiązki sondy jest rejestrowana na fotodiodzie dla różnych częstotliwości wiązek.

Chociaż te dwie wiązki mają tę samą częstotliwość, adresowane są do różnych atomów z powodu naturalnego ruchu termicznego . Jeśli wiązki są przestrojone na czerwono względem atomowej częstotliwości przejścia, wówczas wiązka pompująca będzie absorbowana przez atomy poruszające się w kierunku źródła wiązki, podczas gdy wiązka sondująca będzie absorbowana przez atomy oddalające się od tego źródła z tą samą prędkością w przeciwny kierunek. Jeśli wiązki są przestrojone na niebiesko, dzieje się odwrotnie.

Typowa transmisja wiązki sondy zarejestrowana na fotodiodzie dla naturalnego rubidu w funkcji długości fali lasera

Jeśli jednak laser jest w przybliżeniu w stanie rezonansu, te dwie wiązki adresowane są do tych samych atomów, których wektory prędkości są prawie prostopadłe do kierunku propagacji lasera. W dwustanowym przybliżeniu przejścia atomowego silna wiązka pompy spowoduje, że wiele atomów znajdzie się w stanie wzbudzonym; gdy liczba atomów w stanie podstawowym i stanie wzbudzonym jest w przybliżeniu równa, mówi się, że przejście jest nasycone. Kiedy foton z wiązki sondującej przechodzi przez atomy, jest duża szansa, że jeśli napotka atom, atom będzie w stanie wzbudzonym i tym samym ulegnie wymuszonej emisji , z fotonem przechodzącym przez próbkę. Tak więc, gdy częstotliwość lasera jest przesuwana przez rezonans, przy każdym przejściu atomowym będzie obserwowany niewielki spadek właściwości absorpcji (ogólnie rezonanse nadsubtelne ). Im silniejsza wiązka pompująca, tym szersze i głębsze stają się spadki w funkcji absorpcji poszerzonej metodą Dopplera Gaussa. W idealnych warunkach szerokość spadku może zbliżyć się do naturalnej szerokości linii przejścia.

Konsekwencją tej metody przeciwbieżnej propagacji wiązek w systemie z więcej niż dwoma stanami jest obecność linii krzyżujących się. Kiedy dwa przejścia znajdują się w obrębie jednej cechy poszerzonej metodą Dopplera i mają wspólny stan podstawowy, może wystąpić pik skrzyżowania z częstotliwością dokładnie między tymi dwoma przejściami. Jest to wynikiem poruszających się atomów, które widzą wiązkę pompy i sondy w rezonansie z dwoma oddzielnymi przejściami. Wiązka pompująca może spowodować wyludnienie stanu podstawowego, nasycając jedno przejście, podczas gdy wiązka sondująca znajduje znacznie mniej atomów w stanie podstawowym z powodu tego nasycenia i spadku absorpcji. Te piki skrzyżowania mogą być dość silne, często silniejsze niż główne piki nasyconej absorpcji.

Eksperymentalna realizacja

Ponieważ pompa i wiązka sondy muszą mieć dokładnie taką samą częstotliwość, najwygodniejszym rozwiązaniem jest, aby pochodziły z tego samego lasera. Wiązka sondy może być wykonana z odbicia wiązki pompy przechodzącej przez filtr o neutralnej gęstości w celu zmniejszenia jej intensywności. Aby precyzyjnie dostroić częstotliwość lasera, można zastosować laser diodowy z przetwornikiem piezoelektrycznym , który kontroluje długość fali wnęki. Ze względu na szum fotodiody częstotliwość lasera może być przesuwana w poprzek przejścia, a odczyt fotodiody uśredniany w wielu cyklach.

W rzeczywistych atomach są czasami więcej niż dwa istotne przejścia w profilu dopplerowskim próbki (np. w atomach alkaliów z interakcjami nadsubtelnymi ). Spowoduje to pojawienie się innych spadków właściwości absorpcji z powodu tych nowych rezonansów oprócz rezonansów zwrotnicy.

Nasycona spektroskopia absorpcyjna rubidu