Spektroskopia laserowa

Transkrypt

1 przedstawiono zależność rezystywnnści e i temperaturowego współczynnika rezystancji TCR w funkcji p (N 2 ). Podobne krzywe uzyskano dla warstw tytanu domieszkowanego azotem, napylanych w układzie. trójelektrodowym {ry::;. 5), mimo różnych parametrów technologicznych obu metod, takich jak szybkqść rozpylania oraz ciśnienie całkowite mieszaniny azotu i argonu - odpowied: Lio p (N 2 + Ar) = 6X 10 3 Tr i p (N 2 +Ar) = 5Xl0 4 Tr, i znacznych różnic w koncentracjach azotu, przy których były otrzymywane warstwy o podobnych właściwościach. Jako przykład można podać właściwości "złotego" azotku tytanu. W wyrzutni magnetronowej otrzymano warstwy TiN o parametrach: e= Q,50 f<r.lm, TCR = +11QQ. (3 Sx IQ- ) ppm/k przy Ur=930 V i p(n,fpn, +Ar) ' x (6 X!Q ') x lqo% = 60% natomiast w układzie trójelektrodowym odpowiednio e = Q,4!'Qm, TCR = + 11QQ ppm/k przy. (l X IQ- 4 ) Ur =,---!QQQ V 1 p(n,fpn,+ar) = (Sx IQ-') X lqq% = =20%. Badania metodą dyfrakcji rentgenowskiej warstw o powyższych właściwościach otrzymywanych w układzie trójelektrodowym wykazały istnienie struktury typu-tin. Przy- Porównywalnych właściwościach elektrycznych, wyniki badań strukturalnych można było odnieść również do warstw napylanych wyrzutnią magnetronową WMP-1. Wnioski Zjawiska rozpylania reaktywnego nie są dotąd w pełni poznane. Porównanie wyników badań warstw napylanych dwoma różnymi metodami pozwala zwrócić uwagę na zagadnienia dynamiki procesu reaktywnego rozpylania. Z przedstawionych wyników widać, że zmiana szybkości rozpylania targetu znacznie wpływa na zakres ciśnień parcjalnych, przy których powstaje związek. reaktywny TiN. Przy rozpylaniu wolnym (układ trójelektrodowy) związek powstaje w szerszym zakresie ciśnień niż przy rozpylaniu szybkim (magne... tron). W rezultacie pa krzywych e = f (pn,) i TCR = =f (pn 2 ) maksimum i minimum jest rozciągnięte dla warstw napylanych w układzie trójelektrodowym. Wynika stąd warunek przebywania przez określony czas cząstek rozpylanych i cząstek gazu aktywpego w obszarze tworzenia się związku. Równoległym zjawiskiem decydującym o sposobie tworzenia się. związku jest wielkość obszaru wyładowania.z cząstkami zjonizowanymi. W wyrzutni mag- netronowej plazma jest skoncentrowana przy targecie na stosunkowo niewielkim obszarze w porównaniu z układem trójelektrodowym, gdzie rozciąga się ona od targetu do podłoży. Wynika stąd zatem, że obok czasu reagowania cząstek (szybkość napylania) decydować może'też ich stan energetyczny (zjonizowanie). W wyrzutni magnetronowej można więc próbować optymalizować warunki tworzenia się związku przez oddziaływanie na plazmę (zwiększenie - rozciągnię-, cie obszaru wyładowania). Brak większej liczby danych (diagnostyka plazmy} nie pozwala na wysunięcie bardziej jednoznacznych wniosków, dlatego.też bad~nia zjawisk w procesie rozpylania reaktywnego będą kontynuowane. LITERATURA 1. G, Beensh-Marchw!cka: Praca doktorska. Folitechnika Wrocławska W. Posadowsk!, L. Krót-Stępntewska, Z. Ztólkowskt: Thin, Solid Films 62, 1979, Z; Kempisty, L, Krót-Stępn!ewska, W. Posadowski: Electrocomponent Science and Technology. Vol. 6, No 3 and<4, 1980, J. Markowski, z. Marków, A. Prajzner: II Konferencja Naukowa ELTE 84, warszawa- Rynla, czerwiec 1984, 214, B. Btczysko, w. Posadowsk!: II Konferencja Naukowa ELTE 84, Warszawa- Rynia, czerwiec 1984,, 366, Elektroiilka (XXVI) 3 '85 ~~~~re~ ~ GAWLIK Instytut Fizyki Uniwersytetu Jagiellońs~iego Spektroskopia laserowa której po Spektroskopia laserowa jest dyscypliną, Wstanię i rozwój stały ~ię możliwe dzięki odkryciu przestrajalnych, w szerokim zakresie widma, laserów, Wśród' których szczególne znaczenie mają lasery barwnikowe. Spektakularny rozwój techniki laserowej umożliwił z jednej strony. zasadnicze Udoskonalenie wielu tradycyjnych metod. i technik spektroskopii optycznej, w których laser jest źródłem światła bardzo wygodnym wprawdzie, ale niekoniecznym do ich działania; z. drugiej strony, dzięki' nowym właściwo- ściom prorpieniowania laserowego i nowym efektom wyni..lrającym z oddziaływania tego promieniowania z materią powstał szereg zupełnie nowych metod, które 'umożli_wiają osiągnięcie nie spotykanej wcze:śniej precyzji badań. Powstała na przykład nieliniowa spektroskopia laserowa, pozwalająca na osiąganie najwyższych zdolności rozdzielczych, a w konsekwencji na realizację pomiarów fizycznych, których dokładność ustępuje na razie jeszcze jedynie pomiarom mosshaeurowskim. - Spektroskopia laserowa, mimo że jest wąsko wyspecjalizowaną dyscypliną, znajduje bardzo szerokie zastosowanie _w światowej nauce i technice. Swe znaczenie zawdzięcza zarówno dotychczasowym -osiągnięciom, jak i bardzo atrakcyjnym perspektywom. Głównyrrii dziedzinami zastosowań metod spektroskopii laserowej są: 8 BadatJ.ia podstawowe, a zwłaszcza : - badania procesów oddziaływania pola z materią {np. optyka kwantowa i optyka :ą_ieliniowa), - badania oddziaływań wewnątrz- i międzyatomowych- (cząsteczkowych), - doświadczalna weryfikacja fundamentalnych teorii (np. badanie niezachowania parzystości w widmach' optycznych). 8 Metrologia (nowe wzorce czasu i długości), e Spektroskopia analityczna, e Kontrola reakcji chemicznych (np. przy 'separacji izotopów), e Technika komputerowa (np. optyczna bislabilność i optyczne elementy logiczne), Medycyna i farmakologia (tzw. fotomedycyna), e Konstrukcja nowych źródeł promieniowania. Godny uwagi jest bardzo silny związek badań podstawowych z zastosowaniami. 'Na przykład: spektroskopia ultraviysókiej.?.dolności ~rozdzielczej znalazła zastosowanie w separacji izotopów i przy konstrukcji żyrosko12ów 1aserowych; zjawisko bistabilności optycznej zaczyiia być wykorzystywane przy konstrukcji elementów logicznych, a procesy mieszania czterech fal prowadzących do odwrócenia czoła fali mogą być wykorzystane przy budowie źródeł promieniowania do tzw. laserowej syntezy jądrowej.. Wiele zastosowań spektroskopii laserowej do badań podstawowych- i stosowanych jest opisanych w pracach [1-9] oraz w innych pozycjach serii Wydawnictwa Springer-Verlag (Springer Series in Optical Sciences i Springer Series. in.chemical Physics)., 9_

2 Lasery przestrajalne Oprócz takich właściwości promieniowania laserowego, jak duże natężenie, kierunkowość (kolimacja), spójność, wysoka monochromatyczność i możliwość formowania w postaci bardzo krótkich impulsów, właśnie przestrajalność jest tą zaletą, dzięki której laser stał się idealnym źródłem światła dla spektroskopii. Znamy obecnie wiele różnych typów laserów przestrajalnych pracujących z różnymi parametrami w rozmaitych obszarach spektralnych. Techniki nieliniowego powielania i mieszania częstotliwości pozwalają na dodatkowe rozszerzenie tych obszarów. Zestawienie najbardziej dziś popularnych laserów prze'strajalnych przedstawiono na rys. l. Szczególną rolę w rozwoju spektroskopii laserowej odgrywają lasery barwnikowe, mogące.pracować albo w sposób ciągły z wysoką monochroma tyczuością (szerokość linii mniejsza niż l MHz), albo impulsowo z mocą w impulsie- rzędu kilkudziesięciu kilowatów i czasem błysku rzędu 0,1+10 ns dla większości laserów impulsowych, 0,1+100!J.S dla laserów wzbudzanych lampami błyskowymi i około 1+10 ps (a nawet krócej!) dla laserów z synchronizacją modów. Najistotniejsze elementy przestrajalnego lasera barwnikowego przedstawiono schematycznie na rys. 2. Swiatło wzbudzające, pochodzące.. na ogół z nieprzestrajalnego lasera o dużej mocy, wzbudza szerokie pasmo fluorescencji roztworu barwnika. Jeśli wzbudzenie.. jest dostatecznie silne, możliwe jest osiągnięcie inwersji obsadzeń poziomów cząsteczek barwnika, między którymi zachodzą przejścia związane z emisją światła. Dzięki temu, że w rezonatorze lasera znajduje się element dyspersyjny (pryzmat, siatka dyfrakcyjna itp.) emisja wymuszona będzie możliwa tylko dla światła o wybranej długości fali. Obrót zwierciadła za pryzmatem (rys. 2) powoduje przestrajanie długości fali światła laserowego wewnątrz szerokiego pasma. fluorescencji barwnika. K_rzywe prze- - Laser na swobodnych elektronach? @ , 'Ol 11 35nm} Nieliniowe mieszanie cz.estołliwości.., OsCylatory parametryczne Ekscymerowe Losery półprzewodnikowe Ramonowskie z odwróceniem spinu {SPIN FUP)..., Z centrorni barwnymi BarwniKowe 0.1 0,2 0,4 '0, pm 100 Długość foli Rys. 1. Zestawienie najbardziej popularnych laserów przestraj"alnych nm Długość toti Rys. 2. Schemat lasera barwnikowego Rys. 3. Krzywe przestrajania lasera barwnikowego pracującego w sposób ciągły (wg firmy Coherent) 10 strajariia 13.serów barwnikowych pracujących w sposób ciągły z różnymi barwnikami przedstawiono na rys. 3. Jak widać pokrywają one cały zakres nm. Tradycyjna spektroskopia optyczna z laserem jako źródłem światł_a Na przykładzie spektroskopii absorpcyjnej można pokazać, jak zastosowanie przestrajalnych laserów pozwala zwiększyć możliwości klasycznej spektroskopii. Zasadę tradycyjnej spektroskopii absorpcyjnej ilustruje rys. 4a. żródłem światła jest przeważnie!be klasyczna lampa emitująca promieniowanie w szeroki~ a), ~D-T. Lampa Absorbent Spektrograf A b! t:c ń Rys, 4. Schemat spektroskopii absorpcyjnej: a) z klasycznym źródłem światła; b) z laserem przestrajalnym absarze widma (np. wysokociśnieniowy łuk Hg, lampy błyskowe itp.). Skolimowana wiązka światła przecho Q.z;i przez komórkę absorpcyjną zawierającą badaną substancję i jest następnie analizowana przez spektrograf. Zapis zależności natężenia,przepuszczonego przez absor:bent światła od długości fali daje widmo absorpcyjne. Zdolność rozdzielcza jest w tym przypadku ograniczona przez szerokość instrumentalną spektrografu, na ogół większą od szerokości linii badanego widma. Oprócz zdolności rozdzielczej inną ważną cechą każdej techniki spektroskopowej jest jej czułość określona przez najmniejszą możliwą do zarejestrowania moc pochłoniętego promieniowania. W klasycznym przypadku jest ona. ograniczona przez szumy detektora i fluktuacje natężenia źródła światła. Schemat pomiarów absorpcyjnych z przestrajalnym laserem przedstawiono- na rys. 4b. Użycie przestrajalnęgo, lasera LP zamiast szerokopasmowego -źródła światła eliminuje konieczność użycia spektrografu. Widmo abserpcyjne może być teraz bezpośrednio wyznac~one przez rejestrację natężenia w funkcji długości fali transmitowanej wiązki lasera. Ponieważ szerokość spektralna promieniowania laserowego jest znacznie mniejsza od szerokości instrumentalnej ~pektrografu, zdolność rozdzielcza może być znacznie poprawiona. Dzięki nieliniowym metodom stabilizacji częstości laserów, możliwe jest precyzyjne bezwzględne określenie długości fali światła laseroweio. Przy jednoczesnym zastosowaniu stabilnego rezonatora Fabry -Perota określenia skali częstości, możliwe staje się precyzyjne wyznaczenie długości fali badanych linii absorpcyjnych. Duża spektralna gęstość promieniowania laserowego sprawia z kolei, że ograniczenia czułości wynikające z szumów detektora stają się zaniedbywalne (ewentualny wpływ fluktuacji natężenia promieniowania laserowego można zmniejszyć przez stabilizację natężenia). Istotną zaletą lasera w. pomiarach absorpcyjnych jest, wynikająca z dużej kolimacji wiązki, możliwość wydłużenia drogi optycznej w absorbencie przez wielokrotne odbicia wiązki (tys. 4b) Pozwala to na badania substancji o małym współczynniku pochłaniania (np. bardzo rozrzedzonych gazów). Innymi godnymi uwagi zaletami zastosowania laserów do pomiarów absorpcyjnych są: - możliwość bardzo wydajnego selektywnego obsadzania wybranych stanów badanej substancji, co pozwala na spektroskopię absorpcyjną wzbudzonych poziomów energetycznych (przy klasycznych źródłach jesteśmy ograniczeni do stanu podstawowego); - możliwość generacji bardzo krótkich (nawet do s = 30 fs) impulsów światła pozwalająca na ba- Elektronika "(XXVI) 3 '85

3 danie bardzo szybkich czasowych zależności widm absorpcyjnych; - możliwo.sć ogrorńnego zwiększenia czułości pomiarów przez umieszczenie absorbenta wewnątrz rezonatora laserowego [2, 6]. Nieliniowa spektroskopia laserowa Z powyższego opisu widać, jak duże znaczenie może mieć laser "Y" pomiara?h spektroskopowych nawet przy zastosowamu tradycyjnych metod. W pomiarach tych laser jest bardzo pożytecznym narzędziem jednak dopiero w tzw. nieliniowej spektroskopoii iaserowej wszystkie jego zalety pozwoliły na przełom, jakim było pokonanie ograniczenia zdolności rozdzielczej przez poszerzenie dopplerowskie. Jak wiadomo, przy badaniach widm powstających przy emisji bądź pochłanianiu promieniowania przez zbiór poruszających się termicznie atomów (cząsteczek), głównym przyczynkiem do własnej (czyli niezależnej od instrumentalnej szerokości użytej aparatury pomiarowej) szerokości linii jest poszerzenie dopplerowskie. Eliminacja tego poszerzenia jest jednym z g_łównych sukcesów nieliniowej spektroskopii laserowej. Spo.Sród licznych już "bezdopplerowskich" metod przedstawimy poniżej dwie najbardziej reprezentatywne: - spektroskopię nasyceniową, czyli metodę nasyconej absorpcji, gdzie następuje selekcja prędkości badanych cząsteczek, - spektroskopię dwufotonową, w której wykorzystana jest kompensacja dopplerowskich przesunięć przy absorpcji indywidualnych fotonów. a) Wią?kd laserowo / Uktod lob. w ~ V V Układ atom. w(1--f-), z b l ci Nzlvzi!L --==---.:=::.== N1lvzl) ~ c~"'d """- t ~ l 0. vz O vz lls t/:'\~at O vz -Vrez O Vrez Vz Rys. 5. Ilustracja zasady spektroskopii nasyceniowej: a) jeden z atomów układu poruszający się z prędkością v oddziałuje z monochromatyczną wiązką laserową o częstości w. Poruszający się atom.,widzi" wiązkę o zmienionej, w wyniku efektu Dopplera, częstości w (1 - (vzlc>j; b) rozkłady liczby atomów na dolnym N1 l górnym N 2 poziomie energetycznym w funkcji wartości s_kładowej vz dla układu atomów niewzbudzonych ŚWatłem lasera; c) analogiczne rozkłady dla układu odziałującego z silną wiązką laserową o częstości w bliskiej bliskiej roo, vrez = c [(lu - ruo)/oo] Spektroskopia nasyceniowa. Wybierzlny jeden z atomów układu oddziałującego z monochromatyczną wiązką laserową o częstości ru poruszający się z pewną prędkością V (rys. 5a). W ukł~.dzie związanym z poruszającym się atomem częstosc lasera podlega przesunięciu Dopplera i na atom odd~iałuj~ fala o często!ci nie ru, lecz ru [1 - (vzlc)], gd~1e Vz Jest składową v w kierunku wiązki światła, zas c - prędkością światła. Dla wiązki światła rozchodzącej- się w przeciwnym kierunku przesunięcie dopplerowskie ma przeciwny znak i zamiast w mamy w [l + (v,/c)]. Rozważmy teraz rozkład N (vz) atomów poruszających się z różnymi składowymi Vz. Dla układu atomów niewzbudzonych światłem o odpowiedniej rezonansowej częstości rozkład ten jest symetryczną gaussows;ką krzywą o maksimum przy Vz = O (rys. 5b). Jeśli jednak wiązka laserowa- jest dostrojona do częst~ści co 0, przejścia między poziomami energetycznymi ruchomych atomów i jeśli jest ona dostatecznie silna, aby wzbudzić ich wystarczająco wiele, wówczas w rozkładzie N1 (Vz) pojawi się ubytek (rys. 5c). Ubytek ów pojawi się tylko dla pev..tiego zakresu prędkości, zależnego od tzw. jednorodnej szerokości badanego przejścia, czyli szerokości naturalnej (ewentualnie zwiększonej przez silne natężenie lasera lub zderzenia). Szerokość jednorodna jest na ogół ok. 100 razy mniejsza od szerokości dopplerowskiej (szerokość rozkładu N (v 1 }. Mamy więc tu do czynienia z bardzo wydajnym mechanizmerri. selekcji prędko SCl - wiązka laserowa oddziałuje selektywnie tylko z atomami o takiej Vz, że zachodzi rezonans między częstością przejścia atomowego ro 0, a częstością wiązki w poruszającym się układzie ro[l-(v./c)] = ro 0, czyli Vz = V~ez == c(ro-ro 0 )/ro 0 Wiązka tego samego lasera (ta sama częstość w układzie laboratoryjnym) rozchodząca się w przeciwnym kierunku oddziałuje z innymi atomami, takimi dla których Vz = - Vrez - Zastanówmy się teraz, jak opisane efekty mogą być wykorzystane do celów spektroskopowych, tzn. do wyznaczenia położenia linii widmowych z dokładnością większą od narzuconej przez poszerzenie- dopplerowskie. Schemat aparatury do badań metodą spektroskopii nas.ycepiowej przedstawiono na,rys. 6. Wiązka lasera~ przestrajaliiego LP jest dzielona za pomocą zwierciadła ZP 1 na dwie części: słabą wiązkę próbkującą i silną nasycającą (odpowiednio pojedyncza i :t'odwójna linia na rys. 6), rozchodzące się przeciwbieżnie w przezroczystej komórce zawierającej badany układ atomów (gaz). Jeśli wiązka próbkująca jest tak słaba, że nie zmienia rozkładu N (Vz), jej natężenie mierzone po przejściu przez absorbent jest miarą współczynnika absorpcji proporcjonalnego do N 1 l'vz) -N 2 (Vz), Jak widzieliśmy, rozkłady Nt (Vz) mogą być zaburzone przez charakterystyczne dipy (piki) związane z oddziaływaniem wiązki nasycającej <2: atomami o 'Vz = Vrez. Powoduje to odpowiedni spadek (nasycenie) absorpcji wiązki oddziałującej z. atomami o tej prędkości. Przeciwbieżne wiązki próbkująca i nasycająca oddziałują z różnymi atomami (Vz = +vrez i 'Vz = -Vrez obszary- zaznaczone na rys. 6b), dopóki laser nie zostanie dostrojony dokładnie do rezonansu z badanym przejściem ru = ru 0, kiedy to.vrez =O. b). c} ~ ' ' -Vrez O Vrez Vz Vrez:;O Vz. Rys. 6, Sc~emat spektroskopii nasyceniowej: a) detektor D rejestruje natę~enie słabej wiązki próbkującej zale~ne od wsp~łczynmka absorpcji x, który jest proporcjonalny do N1-N2; b) w'#wo, silna wiązka nasycająca powoduje zmniejszeme (nasycenie) współczynnika absorpcji atomów poruszających się z V = +v zaś słaba wiązka próbkująca oddziałuje z innymi atomami o V::~ -vrez; c) w = wo, o~e wiązki oddziałują z z tymie~mymi atomami Elektronika (XXVI) 3 as 11

4 Przy ścisłym rezonansie ru = co 0 wiązki oddziałują z tymi samymi atomami (rys. 6c), c~yli wiązka sł~ba próbkuje absorpcję już nasyconą przez wiązkę Silną i dlatego jest mniej osłabiona niż nieco poza rezonansem. Zakres spektralny, w którym detektor 15"ędzie rejestrować zwiększone natężenie wiązki próbkującej, jest wiele razy węższy niż szerokość dopplerowska. Tak wię-c w spektroskopii nasyceniowej poszerzenie dopplerowskie wynikające z szerokiego rozkładu prędkości atomów jest eliminowane przez selekcję wąskiej klasy prędkości. Spektroskopia dwufotono,wa Inną pod wieloma względami uzupełniającą, metodą nielhiiowej spektroskopii laserowej, także eliminującej poszerzenie dopplerowskie, jest spektroskopia dwufotonowa, której schemat przedstawiono na rys. 7. Rys. 8. Ukł<id poziomów.. energetycznych wodoru E= -Rtns n 121,5nm OO ///1/U(UUUU o z ==~::;:::: 3 486nm ~::~}3R/16 656nml 2 -R/4 243nm 24:ąnm. 3R/4 al b) l::f, l. z 0 ~ 0 Rys. 7, Schemat spektroskopii dwufotonowej!fi 2~--c J 'V tym układzie, dzięki odbiciom od lustra Z, atomy również są poddane oddziaływaniu z dwiema przeciwbieżnymi wiązkami, ale poszerzenie dopplerowskie jest tu wyeliminowane w inny niż w spektroskopii. absorpcyjnej sposób, taki w którym wszystkie badane atomy niezależnie od swej prędkości wnoszą wkład do sygnału..._ Jak już wiemy, w układzie związanym z poruszającym się atomem częstość. przeciwbieżnych wiązek światła podlega przesunięciu dopplerowskiemu o czynnik l± (vz/c). Przypuśćmy teraz, że atomy w stanie l (rys. 7b) absorbują po jednym fotonie z każdej wiązki. Ich energia wzrośnie wówczas o trorr + (v,fcl}j-'iiw[l-(v,fc)} 2łm niezależnie od vz, ponieważ przesunięcia dopplerow._ skie częstości każdego z fotonów kompensują się wzajemnie. Istnieje "\\ięc możliwość dwufotonowej rezonansowej absorpcji światła przez wszystkie atomy absorbenta i ich przejścia do stanu 2 b energii 2 1UO powyżej stanu wyjściowego l. Informacją o takiej rezonansowej absorpcji może być np. wykryte przez detektor D (rys. 7a) światło fluorescencji Itt emitowane przy przejściach ze stanu wzbudzonego 2 do innych stanów (rys. 7b). Zasady wyboru dla procesu absorpcji dwufotonowej są inne niż dla przejść jednofotonowych, w szczególności wymaga się, żeby stan początkowy i kod.cowy miały tę samą parzystość. Spektroskopia dwufotonowa jest metodą uzupełniającą w stosunku do jednofotonowych ze względu na możliwość badania przejść do stanów nieosiągalnych z powodu tej samej parzystości, co stan wyjściowy, czy też z powodu energii większej niż osiągalna w przejściach jednokwantowych. Godne podkreślenia jest wnoszenie wkładu do absorpcji przez wszystkie atomy. Zmniejsza to straty wynikające ze znacznie mniejszego prawdopodobieństwa przejść dwukwantowych niż jednokwantowych. Przykłady zastosowań Ze względu na ograniczoną objętość artykułu przedstawimy tylko dwa przykłady ilustrujące zastosowanie opisanych powyżej metod spektroskopii saturacyjnej i absorpcji dwufotonowej do najbardziej precyzyjnych badań optycznego widma atomu wodoru. Pełniejsze informacje znaleźć można w pracach [1-9]. Z naukowego punldu widzenia pomiary struktury poziomów energetycznych wodoru są niezwykle ważne ze względu na możliwość porównania z dokładnymi obliczeniami teoretycznymi. Z drugiej strony 12 -R/1 właśnie w przypadku wodoru poszerzenie dopplero.w...,_ skie, które jest odwrotnie proporcjonalne do pierwiastka z masy atomowej, najbardziej ogranicza dokładność pomiarów. Doświadczenia z wodorem są więc bardzo ważne, ale i bardzo trudne. Najciekawsze wyni,k:i w tych pracach osiągnęła grupa Hanscha i Schawlowa w Stanford. Układ poziomów energetycznych wodoru jest pokazany na rys. 8. Pierwsze prace dotyczyły badania ~truktury linii a serii Balmera (przejście n = 2-3) o długości. fali 656 n~n. Subtelna 5;truktura poziomów n = 2 i n = 3 przedstawiona jest na rys. 9a. Odpowiada ona teorii Diraca uzupełnionej o poprawki kwantowo-elektrodynamiczne, prowadzące do tzw. przesunięcia Lamba, czyli rozsunięcia stanów S i P, które według teorii Diraca powinny mieć tę samą energię. Zaznaczone są także dozwolone przejścia składające się na lirtię 656 nm. Spektralny profil linii zmierzony za pomocą tradycyjnej techniki interferometrycznej oraz jej wszystkie składowe przedstawiono na rys. 9b. Poszerzenie dopplerowskie zaciera strukturę i uniemożliwia określenie przesunięcia Lam-.. :~3{ n~z{ b) c) l l -5 o 5 l l 1 Przesunięcie Lamba 0 s p312 s"2 P11z p p1/2 Rys. 9a Subtelna struktura poziomów n= 2 i 3 w wodorze; b) spektralny profil linii 656 run zmierzony za pomocą tradycyjnej interferometrii; c) widmo absorpcji nasyconej dla tej samej linii E:lektronika (XXVI)

5 ba. Je dno z pierwszych widm otrzymanych za pomocą omówionej powyżej metody spektroskopii nasyceniowej z impulsowym laserem barwnikowym pokazano na rys. 9c [10, 11]. Wyraźnie widoczne składowe linii pozwalają już na pomiar przesunięcia Lamba. Na przykładzie widma linii 656 nm (rys. 10) [12] pokazano, jak z rozwojem spektroskopii laserowej poprawiła się zdolność rozdzielcza. Zdolność rozdzielcza dwóch ostatnich widm jest już tak duża, że pozwala na rozdzielenie nie zaznaczonej na rys 9a nadsubtelnej struktury linii oraz\ na bardzo precyzyjny pomiar stałej Rydberga R = 2 IT2me4Jh2 (gdzie m i e - masa i ładunek elektronu, h - stała Plancka)_. Pomiary laserowe są tak dokładne; że umieszczają stałą Rydberga wśród najdokładniej znanych, podstawowych stałych fizycznych (najnowsza wartość R = , 521 (11) m l [13]). Jedynie prędkość światła i magnetyczne momenty elektronu i protonu są wyznaczone z porównywalną dokładnością. Innym przykładem wielkich możliwości spektroskopii laserowej jest kolejne doświadczeriie grupy Hiinscha, tym razem z absorpcją dwufotonową linii a serii Lymana w wodorze, o d~ugości fali 121,5 nm (rys. 8). Celem doswiadczenia był pomia:c. przesunięcia Lamba stanu podstawowego. Zauważmy jednak, że o ile przesunięcie poziomu 2S 1, 2 "(rys. 9a) może być dokładnie zmierzone względem sąsiednich poziomów 2P 1, 2 lub 2P 8, 2 metodami radiospektroskopii, to stan podstawowy 1S 1, 2 nie ma wygodnego dla taldego pomiaru "sąsiada". Jego prz.esunięcie może być wyznaczone tylko jako przesunięcie względem stanu 2S 1 r 2 przez bezwzględny pomiar długości fali przejścia a serii Lymana (121,5 nm) metodą spektroskopii dwufotonowej. Zamiast polegać tylko w tym pomiarze na zewnętrznym wzorcu długości fali, grupa Hanscha wykorzystała szczególną regularność widma wodoru, polegającą na tym, że interwał n= 1-2 jest zgodnie z teorią Bohra dokładnie cztery razy większy od interwału n = 2-4 rys. 8). Hansch i inni rejestrowali widmo absorpcji nasyconej (lub polaryzacyjnej) przejścia n = 2--4 przy użyciu lasera barwnikowego, pracującego w sposób LP 4e6 nm' Sygt:~Ot 486 nm Skalą... CZ~StOtliWOSCI Rys. 11. Schemat do!iwiadczenia z dwufotonowym wzbudzeniem przejścia 121,5 nm w wodorze Widmo 2-foionowe FoO-FoO Widmo polarvzacvjne P 0),---~------~ , Rys. 12. Widmo dwufotonowej absorpcji (przejście 18-25, 121,5 nm) i równocześnie rejestrowane widmo polaryzacyjne linii 486 nm. Pomiar przesunięcia obu tych widm pozwolił na wyznaczenie przesunięcia Lamba podstawowego stanu wodoru ' ~ b) c)r , 2.P'JI2 -'303/21 2S1i2-3P3/2 Rys. 10. Ilustracja poprawy zdolności rozdzielczej związanej z rozwojem spektroskopii laserowej (linia 656 nm): a) widmo absorpcji nasyconej otrzymane z laserem impulsowym; b) widmo absorpcji nasycoriej otrzymane za pomocą spektroskopii polaryzacyjnej [2, 3] Elektronika (XXVI) s '85 l ciągły w błękitnym obszarze widma (486 nm) i jednocześnie wykorzystywali światło tego samego lasera po impulsowym wzmocnieniu i podwojeniu (w nieliniowym krysztale) częstości, czyli o długości fali 243 nm, do dwufotonowego wzbudzenia przejścia 121,5 nm [14, 15]. Schemat doświadczenia przedstawiono na rys. 11. Przestrajając w sposób ciągły niebieskie światło lasera, rejestrowali w czasie tego samego pomiaru strukturę linii 486 nm i 121,5 nm (rys. 12). Mjerząc dokładnie długość fali linii 486 nm i różnicę częstości między sygnałami absorpcji nasyconej i absorpcji dwuftonowej, znając zmierzoną wcześniej stałą Rydberga oraz stosując poprawki do teorii Bohra, można było określić długość fali linii 121,5 run. Różnica tak zmierzonej długości fali i przewidywań teorii Diraca pozwoliła wyznaczyć przesunięcie Lamba stanu podstawowego. Z podobnych pomiarów dla deuteru można było wyznaczyć stosunek mas elektronu i protonu równie dokładnie pomocą spektroskopii masowej. jak za W odróżnieniu od tradycyjnej spektroskopii absorpcyjnej wykonanie opisanych_ wyżej pomiarów nie byłoby możliwe bez lasera. Selekcja wąskiej klasy prędkości w spektroskopii nasyceniowej i pełne wykorzystanie kompensacji przesunięć dopplerowskich w spetkroskopii dwuftonowej są bowiem możliwe tylko dzięki monochromatyczności i kolimacji wiązki świetlnej, zaś nasycenie absorpcji i wymuszenie mało prawdopodobnych przejść dwuftonowych dzięki jej dużemu natężeniu. Na zakończenie należy podkreślić, że te wspaniałe wyniki odległe są jeszcze od granicy możliwości sto- 13

6 lasery ze zwierciadłem sprżęgającym fazę Odwrócenie frontu fali świetlnej w zjawiskach nieliniowych Doc. dr hab. ADAM.,KUJAWSKI Instytut Fizyki PAN Warszawa Odv.Tócenie frontu.falowego wiązki świetlnej w zjawiskach nieliniowych stało się w ostatnich latach przedmiotem badań w wielu laboratoriach zarówno ze względu na koriieczność poznania i wyjaśnienia mechanizmów fizycznych, jak i ze względu na możliwe liczne zastosowania. W istocie pojawiła się nowa dziedzina optyki nieliniowej mająca głębokie związki z optyką atomową, fizykg_ ciała stałego i holografią. Poni2ej, przed omówieniem j~dnego z możliwych zastosowar1 tego zjawiska w technikach laserowych, podana zostanie jego krótka charakterystyka. Przyjmijmy, że w kierunku osi +z rozchodzi się fala elektromagnetyczna liniowo spolaryzowana, której \vełł.::tor pola elektrycznego dany jest przez E= Re[A(x,y,z,)exp(irot)] gdzie A(x,y, z)= E 0 (x,y)mq>(i[-kz+ ~(x,y)]} Falę Epc =Re[A *exp(iroi)] przyjęto nazywać falą fazowo :;przężoną z falą o polu E. Z definicji tej wynika, ż<: fala Epc rozchodzi się w kierunku -z_ i ma rozkład poprzeczny pola taki sam jak fala E. Ograniczamy się tutaj do liniowej polaryzacji (ogólniejsza 'definicja uwzględnia także inne przypadki). Falę Epc można uważać za falę powstałą z fali E przez odwrócenie kierunku ruchu frontu falowego tej ostatniej. Należy podkreślić, że fala fazowa sprzężona może mieć amplitudę różną od fali padającej. - Nowa dziedzina optyki charakteryzuje się tym, że efekt odwrócenia frontu falowego obserwowany jest w zjawiskach nieliniowych o różnych mechanizmach -fizycznych. W praktyce oznacza to, że istnieją ośrodki materialne ("zwierciadła"), od których fala "odbija 6ię" tak, że powstaje fala o odwróconym froncie falowym. Ośrodki takie nazywa się "zwierciadłami'' sprzęgającymi fazę fali padającej. W języku optyki geometrycznej oznacza to, że po "odbiciu" promień biegnie w kierunku określonym kierunkiem promienia padającego. Zasadę korekcji frontu falowego ilustruje rys. 1. Ji'ala płaska pada na ośrodek wprowadzający zaburzen~a fazy tej fali. Po "odbiciu" od zwierciadła sprzęgającego fazę i ponownym przejściu przez Ośrodek vdkształcenia frontu falowego zaburzenia fazy znoszą si_ę i fala jest ponownie płaska. Oczywiście tal~iego wyniku nie otrzymuje się dla zwierciadła konw\3acjonalnego. Korekcja frontu falowego znalazła już zastosowanie w praldycc. Vv"'" centrum szczególnego zainteresowania znalazły się cjwa zjawiska nieliniowe, a mianowicie wymuszone rozpraszanie Brillouina-Mandelsztama oraz zdegenerowany proces mieszania cztęrech wiązek (zdegenerowany - oznacza, że wszystkie wiązki mają te same częstości). :::lir L O-dk_s_z_t_ał_c_ _n_; _ _f_a_zy-----'~.,._l l l l 'l l l! l Rys. l. zasada korekcji frontu falowego przy wykorzystaniu zwierciadła sprzęgającego,.. Dokończenie art. ze str. 13 jących przed spektroskopią laserową. Naturalna szerokość przejścia w wodorze rzędu 10 Hz pozwala spodziewać się poprawy dokładności pomiarów dotyczących tego przejścia w wiele rzędów wielkości. Zanim taka poprawa nastąpi, trzeba będzie pokonać wiele trudnosci. Wiąże się to z fascynującymi problemami granicy dokładności metod pomiarowych i tzw. spektroskopii ultrawysokiej zdolności rozdzielczej1 których omówienie niestety wykracza poza ten krótki przegląd. Spektroskopia laserowa dostarcza wielu dowodów na to, że badania o najwyższej wartości nie muszą wymagać wielkich nakładów. W niewiele lat po odkryciu -nowych technik spektroskopowych wniosły one ogromny wkład do rozwoju fizyki. Uznaniem tego wkładu było przyznanie w 1981 roku nagrody Nobla z fizyki dwóm spośród twórców spektroskopii lasero\vej: Nicholaasowi Bloembergenowi i Arturowi Schawlowowi [4, 5]. LITERATURA 1. W. s. Letochow, W. P. czebotajew: Nieliniowa spektroskopia laserowa. PWN, warszawa, W. Demtri5der: Laser spectroscopy, basie concepts and instrumentation, Springer Series in Chemical Physics, vol. 5, Springer-Verlag, Berlin, Heidelberg, New York, , K. Rosiński; Fostępy Fizyki, 29, 419, 1978; 35, 3, A. L, Schawlow: Fostępy Fizyki, 34, 245, N. Bloembergen: Fostępy Fizyki," 34, 385, 1983, J. Szudy: Fostępy Fizyki, 35, 205, N. Omennetto (ed.): Analytical laser spectroscopy, J. Wiley, New York, Chicheste.r, Birsbane, Toronto, 197!l; tłum. ros.: Analiticzeskaja łaziernaja spiektroskopia, Mir, Moskwa, a. W. S, Letochow: Nieliniejnyje selektywnyje fotoprocessy w atomach i molekułach, Nauka, Moskwa, 1983; tłum. ang.: Nonlinear laser chemistry, multiple-photon excitation Springer Series in Chemical Physics, vol. 22, Springer-Verlag, Berlin, Heldelberg, New York, R. Pratesi, c. Sacchi (eds.): Lasers in photomedicin~ and photobiology, Sprlnger Series in Optical Sciences, vol. 22, Springer-Verlag,.Berlin, Heldelberg, New York, Tokio, T. W. Hłinsch, I. S. Shahtn, A. L. Schawtow: Nature 235, 63, T. w. Hii..nsch, M. H. Nayjeh, s. A. Lee, s. M. Curry~ I. s. Shahin: Physical Review Letters 32, 1336, T. W. Hii.nsch, A. L. Schawlow, G. W. Sertes: Scientific American 240, 94_, s. R. Amtn, C. D. Catdwetl, W. Ltchten: Physical Review Letters 47, 1234, T, W. Hiinsch, s. A. Lee, R. Waltenstein: Fhysical Review Letters 34, 307, s. A. Lee, R. WaHenstein, T. w. Hiinsch: Fhysical Review Letters 35, 1262, 1975, Elektronika (XXVI) 3 '85