Espectroscopia Raman estimulada

Forma de espectroscopia empleada en física, química, biología y otros campos.

La espectroscopia Raman estimulada , también conocida como dispersión Raman estimulada ( SRS ), es una forma de espectroscopia empleada en física, química, biología y otros campos. El mecanismo básico se asemeja al de la espectroscopia Raman espontánea : un fotón de bombeo, de frecuencia angular , que es dispersado por una molécula tiene una pequeña probabilidad de inducir alguna transición vibracional (o rotacional), en lugar de inducir una simple transición de Rayleigh. Esto hace que la molécula emita un fotón a una frecuencia desplazada. Sin embargo, la SRS, a diferencia de la espectroscopia Raman espontánea, es un fenómeno no lineal de tercer orden que involucra un segundo fotón (el fotón de Stokes de frecuencia angular ) que estimula una transición específica. Cuando la diferencia de frecuencia entre ambos fotones ( ) se asemeja a la de una transición vibracional (o rotacional) específica ( ), la ocurrencia de esta transición se mejora de manera resonante. En la SRS, la señal es equivalente a los cambios en la intensidad de los haces de bombeo y de Stokes. Las señales son típicamente bastante bajas, del orden de una parte en 10^5, por lo que requieren técnicas de transferencia de modulación: un haz se modula en amplitud y la señal se detecta en el otro haz a través de un amplificador lock-in . El uso de un haz láser de bombeo de una frecuencia constante y un haz láser de Stokes de una frecuencia escaneada (o viceversa) permite desentrañar la huella espectral de la molécula. Esta huella espectral difiere de las obtenidas por otros métodos de espectroscopia, como la dispersión de Rayleigh, ya que las transiciones Raman confieren reglas de exclusión diferentes a las que se aplican a las transiciones de Rayleigh. ${\displaystyle \omega _{p}}$ ${\displaystyle \omega _{S}}$ ${\displaystyle \omega _{p}-\omega _{S}}$ ${\displaystyle \omega _{\nu }}$

Historia

El fenómeno de SRS fue descubierto accidentalmente por Woodbury y Ng en 1962. ^[1] En su experimento, introdujeron una celda Kerr que contenía nitrobenceno en una cavidad de láser de rubí para estudiar los procesos de conmutación Q. Esto dio como resultado una fuerte emisión en una longitud de onda en la región IR que no podía asociarse con las longitudes de onda características del medio de ganancia de rubí. Al principio, esto se explicó como luminiscencia . Solo en una etapa posterior esto se interpretó correctamente como la primera observación experimental de SRS. Un año después, Garmier et al. ^[1] introdujeron un marco de mezcla de dos ondas para describir SRS. Estos trabajos pioneros abrieron una nueva vía de investigación y fueron seguidos por muchos trabajos teóricos y experimentales en el campo de SRS.

Principio

Los niveles de energía de las moléculas y la transición SRS

Descripción cualitativa

El principio de SRS se puede entender intuitivamente adoptando la descripción mecánica cuántica de los niveles de energía de la molécula. Inicialmente, la molécula se encuentra en el estado fundamental, su nivel de energía electrónica más bajo. Luego, absorbe simultáneamente fotones de bombeo y de Stokes, lo que provoca una transición vibracional (o rotacional) con cierta probabilidad. La transición puede considerarse como una transición de dos pasos donde, en el primer paso, la molécula es excitada por el fotón de bombeo a un estado virtual , y en el segundo, se relaja a un estado vibracional (o rotacional) distinto del estado fundamental. El estado virtual, una superposición de colas de probabilidad de estados reales, no puede ser ocupado por la molécula. Sin embargo, la absorción simultánea de dos fotones podría proporcionar una ruta de acoplamiento entre los estados inicial y final. Cuando la diferencia de energía entre los fotones de bombeo y de Stokes coincide con la diferencia de energía entre algún estado vibracional (o rotacional) y el estado fundamental, la probabilidad de una transición debido a este proceso estimulado aumenta en órdenes de magnitud.

Descripción cuantitativa

Cada fotón que se somete a SRS cambia de color, del bombeo al color de Stokes. Por lo tanto, la señal SRS es proporcional a la disminución o al aumento de la intensidad de los haces de bombeo o de Stokes, respectivamente. Las siguientes ecuaciones de velocidad describen estos cambios en la intensidad de los haces

${\displaystyle {\frac {dI_{S}}{dz}}=g_{R}I_{p}I_{S}-\alpha I_{S},}$

${\displaystyle {\frac {dI_{p}}{dz}}=-{\frac {\omega _{p}}{\omega _{S}}}g_{\mathrm {R} }I_{p}I_{S}-\alpha I_{p},}$

donde, y son las intensidades de los haces de bombeo y Stokes, respectivamente, y son las frecuencias angulares de bombeo y Stokes, respectivamente, es la coordenada a lo largo de la cual se propagan los haces, es el coeficiente de ganancia Raman, y es el coeficiente de pérdida. El coeficiente de pérdida es un coeficiente efectivo que podría explicar las pérdidas debidas a una variedad de procesos como la dispersión de Rayleigh , la absorción , etc. La ecuación de primera tasa describe el cambio en la intensidad del haz de Stokes a lo largo de la longitud de interacción SRS. El primer término en el lado derecho es equivalente a la cantidad de intensidad ganada por el haz de Stokes debido a SRS. Como SRS involucra ambos haces, este término depende tanto de como . El segundo término es equivalente a la cantidad de intensidad perdida y, por lo tanto, depende solo de . La segunda ecuación de tasa describe el cambio en la intensidad del haz de bombeo; su forma es similar a la anterior. El primer término en el lado derecho de la segunda ecuación es igual a su contraparte de la primera ecuación hasta un factor multiplicativo de . Este factor refleja que cada fotón (a diferencia de las unidades de intensidad) perdido del haz de bombeo debido al SRS es ganado por el haz de Stokes. ${\displaystyle I_{p}}$ ${\displaystyle I_{S}}$ ${\displaystyle \omega _{p}}$ ${\displaystyle \omega _{S}}$ ${\displaystyle z}$ ${\displaystyle g_{R}}$ ${\displaystyle \alpha }$ ${\displaystyle I_{p}}$ ${\displaystyle I_{S}}$ ${\displaystyle I_{S}}$ ${\displaystyle -\omega _{p}/\omega _{S}}$

En la mayoría de los casos, las condiciones experimentales respaldan dos suposiciones simplificadoras: (1) la pérdida de fotones a lo largo de la longitud de interacción Raman, , es insignificante. Matemáticamente, esto corresponde a ${\displaystyle \Delta z}$

${\displaystyle \alpha /g_{R}\ll I_{p},I_{S}}$

y (2) el cambio en la intensidad del haz es lineal; matemáticamente, esto corresponde a

${\displaystyle g_{R}\cdot \Delta z\cdot Max(I_{p},I_{S})\ll 1}$.

En consecuencia, la señal SRS, es decir, los cambios de intensidad en los haces de bombeo y de Stokes, se aproxima mediante

${\displaystyle \Delta I_{S}\simeq g_{\mathrm {R} }I_{p,0}I_{S,0}\Delta z,}$

${\displaystyle \Delta I_{p}\simeq -{\frac {\omega _{p}}{\omega _{S}}}g_{\mathrm {R} }I_{p,0}I_{S,0}\Delta z,}$

donde y son las intensidades iniciales de bombeo y de los haces de Stokes, respectivamente. En cuanto a la longitud de interacción Raman, en muchos casos, esta longitud se puede evaluar de manera similar a la evaluación de la longitud de Rayleigh como ${\displaystyle I_{p,0}}$ ${\displaystyle I_{S,0}}$

${\displaystyle \Delta z=4\pi n\omega _{0}^{2}/(\lambda _{p}+\lambda _{S})}$.

Aquí, y son el índice de refracción promedio y la cintura del haz , respectivamente, y y son las longitudes de onda de bombeo y de Stokes, respectivamente. ${\displaystyle n}$ ${\displaystyle \omega _{0}}$ ${\displaystyle \lambda _{p}}$ ${\displaystyle \lambda _{S}}$

Cada molécula tiene algunos cambios Raman característicos asociados con una transición vibracional (o rotacional) específica. La relación entre un cambio Raman, , y las longitudes de onda de los fotones de bombeo y de Stokes viene dada por ${\displaystyle \Delta \omega }$

${\displaystyle \Delta \omega [\mathrm {cm} ^{-1}]=\left({\frac {1}{\lambda _{p}[\mathrm {nm} ]}}-{\frac {1}{\lambda _{S}[\mathrm {nm} ]}}\right)\times {\frac {[10^{7}\mathrm {nm} ]}{[\mathrm {cm} ]}}}$

Cuando la diferencia de longitudes de onda entre ambos láseres se acerca a alguna transición Raman, el coeficiente de ganancia Raman recibe valores del orden de los resultantes de un SRS eficiente. A medida que esta diferencia comienza a diferir de una transición Raman específica, el valor del coeficiente de ganancia Raman cae y el proceso se vuelve cada vez menos eficiente y menos detectable. ${\displaystyle g_{R}}$ ${\displaystyle 10^{-30}[\mathrm {cm} ^{2}/\mathrm {molecule} \cdot \mathrm {sr} ]}$

Una configuración experimental de SRS incluye dos haces láser (normalmente colineales) de la misma polarización; uno se utiliza como láser de bombeo y el otro como láser de Stokes. Normalmente, al menos uno de los láseres es pulsado. Esta modulación de la intensidad del láser ayuda a detectar la señal; además, ayuda a aumentar la amplitud de la señal, lo que también ayuda a la detección. Al diseñar la configuración experimental, se tiene una gran libertad a la hora de elegir los láseres de bombeo y de Stokes, ya que la condición Raman (que se muestra en la ecuación anterior) se aplica únicamente a la diferencia de longitudes de onda.

Comparación con otras variantes de espectroscopia Raman

Dado que la SRS es un proceso mejorado resonantemente, su señal es varios órdenes de magnitud mayor que una dispersión Raman espontánea, lo que la convierte en una herramienta espectroscópica mucho más eficiente. Además, la intensidad de la señal de la SRS también es varios órdenes de magnitud mayor que otro tipo de espectroscopia predominante: la espectroscopia Raman anti-Stokes coherente . La SRS involucra solo dos fotones, a diferencia de la última, que involucra tres. Por lo tanto, la ocurrencia de la SRS es más probable y da como resultado una señal más alta. Hay dos variantes prominentes adicionales de la espectroscopia Raman espontánea: la espectroscopia Raman mejorada en la superficie y la espectroscopia Raman de resonancia . La primera está diseñada para la espectroscopia Raman de moléculas adsorbidas en superficies rugosas como superficies metálicas o nanoestructuras, que magnifica la señal Raman en muchos órdenes de magnitud. ^[2] La última corresponde a un proceso de dispersión Raman espontánea realizado por un láser con una frecuencia cercana a la transición electrónica del sujeto en estudio. Esto puede amplificar la señal, pero requiere el uso de láseres ultravioleta o de rayos X muy potentes que pueden causar fotodegradación y también inducir fluorescencia.

Aplicaciones

El SRS se emplea en diversas aplicaciones de una amplia variedad de campos. Todas las aplicaciones utilizan la capacidad del SRS para detectar una firma espectral vibracional (o rotacional) del sujeto en estudio. A continuación se muestran algunos ejemplos:

Estudio de las estructuras conformacionales moleculares.

Se han realizado trabajos en este campo tanto en el grupo Cina ^[3] como en el grupo Bar ^{[4] [5]} . Cada confórmero está asociado con una firma espectral SRS ligeramente diferente. La detección de estos diferentes paisajes indica las diferentes estructuras conformacionales de la misma molécula.

Análisis de la composición del material

En este caso, se utiliza la dependencia de la señal SRS con respecto a la concentración del material. La medición de diferentes señales SRS asociadas con los diferentes materiales de la composición permite determinar las relaciones estequiométricas de la composición.

Microscopía

La microscopía de dispersión Raman estimulada (SRS) permite obtener imágenes no invasivas sin marcadores en tejido vivo. En este método, desarrollado por el grupo Xie, ^[6] se obtiene una construcción de una imagen realizando mediciones SRS sobre una cuadrícula, donde cada medición agrega un píxel a la imagen.

Microscopía ultrarrápida

El uso de pulsos láser de femtosegundos, como se hizo en los grupos de Katz, Silberberg ^[7] y Xie ^[8] , permite la generación instantánea de una parte sustancial de la firma espectral mediante un solo pulso láser. La señal amplia resulta del ancho de la banda láser, tal como lo dicta el principio de incertidumbre , que determina una proporción inversa entre la incertidumbre en el tiempo y la frecuencia. Este método es mucho más rápido que los métodos de microscopía tradicionales, ya que evita la necesidad de un escaneo de frecuencia largo y que consume mucho tiempo.

Véase también

• Óptica no lineal
• Microscopía de dispersión Raman coherente

Referencias

1. Prince, RC; Frontiera, RR; Potma, EO (2017). "Dispersión Raman estimulada: de lo masivo a lo nanométrico". Chem. Rev. 117 ( 7): 5070−5094. doi :10.1021/acs.chemrev.6b00545. PMC  5471143. PMID  27966347 .
2. Xu, X.; Li, H.; Hansan, D.; Ruoff, RS; Wang, AX; Fan, DL (2013). "Nanotubos bifuncionales plasmónicos-magnéticos mejorados de campo cercano para bioanálisis de células individuales". Adv. Funct. Mater . 23 (35): 4332–4338. doi : 10.1002/adfm.201203822 .
3. Cina, JA; Kovac, PA (2013). "Cómo funciona Fissors: Observación del cambio conformacional vibracionalmente adiabático mediante espectroscopia Raman estimulada por femtosegundos". J. Phys. Chem. A . 117 (29): 6084−6095. Bibcode :2013JPCA..117.6084C. doi :10.1021/jp312878t. PMID  23590752.
4. Mayorkas, N.; Bernat, A.; Izbitski, S.; Bar, I. (2012). "Espectros de quema de agujeros visible-visible-ultravioleta y Raman estimulado detectado por ionización simultánea de dos conformadores de triptamina". J. Phys. Chem. Lett . 3 (5): 603–607. doi :10.1021/jz300026a. PMID  26286155.
5. Mayorkas, N.; Bernat, A.; Izbitski, S.; Bar, I. (2013). "Espectros vibracionales y vibrónicos de los confórmeros de triptamina". J. Chem. Phys . 138 (12): 124312. Bibcode :2013JChPh.138l4312M. doi :10.1063/1.4798218. PMID  23556728.
6. Freudiger, CW; Min, W.; Saar, BG; Lu, S.; Holtom, GR; He, C.; Tsai, JC; Kang, JX; Xie, XS (2008). "Imágenes biomédicas sin etiquetas con alta sensibilidad mediante microscopía de dispersión Raman estimulada". Science . 322 (5909): 1857–1861. Bibcode :2008Sci...322.1857F. doi :10.1126/science.1165758. PMC 3576036 . PMID  19095943. 
7. Frostig, H.; Katz, O.; Natan, A.; Silberberg, Y. (2011). "Espectroscopia de dispersión Raman estimulada por pulso único". Optics Letters . 36 (7): 1248–1250. arXiv : 1011.6576 . Bibcode :2011OptL...36.1248F. doi :10.1364/OL.36.001248. PMID  21479047.
8. Fu, D.; Holtom, G.; Freudiger, C.; Zhang, X.; Xie, XS (2013). "Imágenes hiperespectrales con dispersión Raman estimulada por láseres de femtosegundos chirriantes". J. Phys. Chem. B . 117 (16): 4634–4640. doi :10.1021/jp308938t. PMC 3637845 . PMID  23256635. 

Lectura adicional

• Kazzaz, A.; Ruschin, S.; Shoshan, I.; Ravnitsky, G. (1994). "Dispersión Raman estimulada en metano: optimización experimental y modelo numérico". IEEE Journal of Quantum Electronics . 30 (12): 3017−3024. Bibcode :1994IJQE...30.3017K. doi :10.1109/3.362703.
• Tipping, WJ; Lee, M.; Serrels, A.; Brunton, VG; Hulme, AN (2016). "Microscopía de dispersión Raman estimulada: una herramienta emergente para el descubrimiento de fármacos". Chem. Soc. Rev. 45 ( 8): 2075–2089. doi :10.1039/c5cs00693g. PMC  4839273. PMID  26839248 .