Espectroscopia Raman estimulada

El principio de SRS se puede comprender intuitivamente adoptando la descripción 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 Stokes, lo que provoca una transición vibracional (o rotacional) con cierta probabilidad. La transición puede considerarse como una transición en dos pasos donde, en el primero, 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 las colas de probabilidad de los 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 Stokes coincide con la diferencia de energía entre algún estado vibracional (o rotacional) y el estado fundamental, la probabilidad de una transición debida a este proceso estimulado aumenta en varios órdenes de magnitud.

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

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

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

dónde,${\displaystyle I_{p}}$y${\displaystyle I_{S}}$son las intensidades de los haces de bombeo y Stokes, respectivamente,${\displaystyle \omega _{p}}$y${\displaystyle \omega _{S}}$son las frecuencias angulares de la bomba y de Stokes, respectivamente,${\displaystyle z}$es la coordenada a lo largo de la cual se propagan los haces,${\displaystyle g_{R}}$es el coeficiente de ganancia Raman, y${\displaystyle \alpha }$es el coeficiente de pérdida. El coeficiente de pérdida es un coeficiente efectivo que puede tener en cuenta las pérdidas debidas a diversos 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 de SRS. El primer término del 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${\displaystyle I_{p}}$y${\displaystyle I_{S}}$. El segundo término es equivalente a la cantidad de intensidad perdida y, por lo tanto, depende únicamente de${\displaystyle I_{S}}$La segunda ecuación de velocidad describe el cambio en la intensidad del haz de bombeo; su forma es similar a la anterior. El primer término del lado derecho de la segunda ecuación es igual a su contraparte de la primera ecuación hasta un factor multiplicativo de${\displaystyle -\omega _{p}/\omega _{S}}$Este factor refleja que cada fotón (en contraposición a las unidades de intensidad) que se pierde del haz de bombeo debido a la dispersión Raman estimulada (SRS) es ganado por el haz de Stokes.

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

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

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 Stokes, se aproxima mediante

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

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

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

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

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

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

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

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

Un montaje experimental SRS incluye dos haces láser (generalmente colineales) de la misma polarización; uno se utiliza como bombeo y el otro como Stokes. Normalmente, al menos uno de los láseres se emite en pulsos. Esta modulación en la intensidad del láser facilita la detección de la señal; además, ayuda a aumentar su amplitud, lo que también contribuye a la detección. Al diseñar el montaje experimental, se dispone de gran libertad para elegir los láseres de bombeo y Stokes, ya que la condición Raman (mostrada en la ecuación anterior) solo se aplica a la diferencia de longitudes de onda.

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

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

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

El uso de pulsos láser de femtosegundos, como se hizo en los grupos de Katz, Silberberg ^{[ 7 ]} y Xie ^{[ 8 ]} , permite generar instantáneamente una porción sustancial de la firma espectral con un solo pulso láser. La amplia señal resulta del ancho de banda del láser, determinado por el principio de incertidumbre , que establece 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 escaneos de frecuencia largos y que consumen mucho tiempo.