Espectroscopía 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 bomba, de frecuencia angular , que es dispersado por una molécula tiene una pequeña probabilidad de inducir alguna transición vibratoria (o rotacional), en lugar de inducir una simple transición de Rayleigh. Esto hace que la molécula emita un fotón con 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 vibratoria (o rotacional) específica ( ), la aparición de esta transición aumenta resonantemente. En SRS, la señal es equivalente a cambios en la intensidad de la bomba y los haces de Stokes. Las señales suelen ser bastante bajas, del orden de una parte en 10^5, lo que requiere técnicas de transferencia de modulación: un haz se modula en amplitud y la señal se detecta en el otro haz mediante un amplificador de bloqueo . El empleo de un rayo láser de bomba de frecuencia constante y un rayo láser Stokes de frecuencia escaneada (o viceversa) permite desentrañar la huella espectral de la molécula. Esta huella espectral difiere de las obtenidas mediante 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 del SRS fue descubierto accidentalmente por Woodbury y Ng en 1962. ^[1] En su experimento, introdujeron una celda de Kerr que contenía nitrobenceno en una cavidad de láser de rubí para estudiar los procesos de conmutación Q. Esto resultó en una fuerte emisión a 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 . Sólo más tarde se interpretó correctamente esto como la primera observación experimental de SRS. Un año después, Garmier et al. ^[1] introdujo 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 la SRS.

Principio

Los niveles de energía de las moléculas y la transición SRS.

Descripción cualitativa

El principio de SRS puede entenderse 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 los fotones de la bomba y de Stokes, lo que provoca una transición vibratoria (o rotacional) con cierta probabilidad. La transición se puede considerar como una transición de dos pasos donde, en el primer paso, el fotón de la bomba excita la molécula a un estado virtual , y en el segundo, se relaja a un estado vibratorio (o rotacional) distinto de el 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 la bomba y de Stokes coincide con la diferencia de energía entre algún estado vibratorio (o rotacional) y el estado fundamental, la probabilidad de una transición debida a este proceso estimulado aumenta en órdenes de magnitud.

Descripción cuantitativa

Cada fotón que se somete a SRS cambia de color del color de la bomba al color de Stokes. Por tanto, la señal SRS es proporcional a la disminución o aumento de la intensidad de la bomba o del haz de Stokes, respectivamente. Las siguientes ecuaciones de velocidad describen estos cambios en las intensidades 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 la bomba y de los haces de Stokes, respectivamente, y son las frecuencias angulares de la bomba y de 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 primer nivel describe el cambio en la intensidad del haz de Stokes a lo largo de la longitud de interacción del SRS. El primer término del lado derecho equivale a la cantidad de intensidad ganada por el haz de Stokes debido al SRS. Como SRS involucra ambos haces, este término depende tanto de como de . El segundo término es equivalente a la cantidad de intensidad perdida y, por tanto, depende únicamente de . La segunda ecuación de velocidad describe el cambio en la intensidad del haz de bomba; 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 por el haz de bomba 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 bomba y Stokes, se aproxima por

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

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

donde y son las intensidades iniciales de la bomba 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 la bomba 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 vibratoria (o rotacional) específica. La relación entre un desplazamiento Raman, y las longitudes de onda de los fotones de la bomba 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 que resultan con 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 SRS incluye dos rayos láser (generalmente colineales) de la misma polarización; uno se emplea como bomba y el otro como Stokes. Normalmente se pulsa al menos uno de los láseres. Esta modulación en 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 gran libertad a la hora de elegir los láseres de bomba y Stokes, ya que la condición Raman (que se muestra en la ecuación anterior) se aplica sólo a la diferencia de longitudes de onda.

Comparación con otras variantes de espectroscopia Raman

Dado que SRS es un proceso mejorado resonantemente, su señal es varios órdenes de magnitud mayor que la dispersión Raman espontánea, lo que la convierte en una herramienta espectroscópica mucho más eficiente. Además, la intensidad de la señal de SRS también es varios órdenes de magnitud mayor que la de otro tipo de espectroscopia predominante: la espectroscopia Raman anti-Stokes coherente . SRS implica sólo dos fotones, a diferencia del último, que implica tres. Por tanto, la aparición de SRS es más probable y da como resultado una señal más alta. Hay dos variantes destacadas adicionales de la espectroscopia Raman espontánea: la espectroscopia Raman de superficie mejorada y la espectroscopia Raman de resonancia . El primero está designado 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] Este último corresponde a un proceso de dispersión Raman espontáneo realizado por un láser con una frecuencia cercana a la transición electrónica del sujeto en estudio. Esto puede amplificar la señal. Sin embargo, requiere el uso de láseres UV o de rayos X muy potentes que podrían causar fotodegradación y también inducir fluorescencia.

Aplicaciones

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 vibratoria (o rotacional) del sujeto en el estudio. Aquí hay unos ejemplos:

Estudio de estructuras conformacionales moleculares.

Se trabajaron en este campo tanto en el grupo China ^[3] como en el Bar ^{[4] [5]} . Cada conformador 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 composición de materiales.

Aquí se aprovecha la dependencia de la señal SRS de 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 etiquetas en tejido vivo. En este método, iniciado 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 empleo de pulsos de láser de femtosegundos, como se hizo en los grupos de Katz, Silberberg, ^[7] y Xie ^[8] , permite una generación instantánea de una porción sustancial de la firma espectral mediante un solo pulso de láser. La señal amplia resulta del ancho de la banda láser según 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 realizar un escaneo de frecuencia prolongado y que requiere mucho tiempo.

Ver también

• Óptica no lineal
• Microscopía de dispersión Raman coherente

Referencias

1. Príncipe, RC; Frontera, RR; Potma, EO (2017). "Dispersión Raman estimulada: de granel a nano". Química. Rdo . 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; Fanático, DL (2013). "Nanotubos bifuncionales magnéticos plasmónicos mejorados de campo cercano para bioanálisis de células individuales". Adv. Función. Materia . 23 (35): 4332–4338. doi : 10.1002/adfm.201203822 .
3. China, JA; Kovac, Pensilvania (2013). "Cómo funcionan los fisores: observación del cambio conformacional vibracionalmente adiabático mediante espectroscopia Raman estimulada por femtosegundos". J. Física. Química. A . 117 (29): 6084-6095. Código Bib : 2013JPCA..117.6084C. doi :10.1021/jp312878t. PMID  23590752.
4. Mayorkas, N.; Bernat, A.; Izbitski, S.; Barra, I. (2012). "Espectros de combustión de agujeros ultravioleta visible-visible-raman estimulados detectados por ionización simultánea de dos conformadores de triptamina". J. Física. Química. Lett . 3 (5): 603–607. doi :10.1021/jz300026a. PMID  26286155.
5. Mayorkas, N.; Bernat, A.; Izbitski, S.; Barra, I. (2013). "Espectros vibratorios y vibrónicos de confórmeros de triptamina". J. química. Física . 138 (12): 124312. Código bibliográfico : 2013JChPh.138l4312M. doi : 10.1063/1.4798218. PMID  23556728.
6. Freudiger, CW; Min, W.; Sarre, BG; Lu, S.; Holtom, GR; Él, C.; Tsai, JC; Kang, JX; Xie, XS (2008). "Imágenes biomédicas sin etiquetas con alta sensibilidad mediante microscopía de dispersión Raman estimulada". Ciencia . 322 (5909): 1857–1861. Código Bib : 2008 Ciencia... 322.1857F. doi : 10.1126/ciencia.1165758. PMC 3576036 . PMID  19095943. 
7. Frostig, H.; Katz, O.; Natán, A.; Silberberg, Y. (2011). "Espectroscopia de dispersión Raman estimulada por un solo pulso". Letras de Óptica . 36 (7): 1248-1250. arXiv : 1011.6576 . Código Bib :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 femtosegundo chirriados". J. Física. Química. B . 117 (16): 4634–4640. doi :10.1021/jp308938t. PMC 3637845 . PMID  23256635. 

Otras lecturas

• Kazzaz, A.; Ruschin, S.; Shoshan, I.; Ravnitsky, G. (1994). "Dispersión Raman estimulada en modelo numérico y optimización experimental de metano". Revista IEEE de Electrónica Cuántica . 30 (12): 3017-3024. Código Bib : 1994IJQE...30.3017K. doi :10.1109/3.362703.
• Propinas, WJ; Lee, M.; Serrels, A.; Brunton, VG; Hulme, AN (2016). "Microscopía de dispersión Raman estimulada: una herramienta emergente para el descubrimiento de fármacos". Química. Soc. Rdo . 45 (8): 2075–2089. doi :10.1039/c5cs00693g. PMC  4839273 . PMID  26839248.