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UNIVERSITÀ DEGLI STUDI DI CAGLIARI

FACOLTÀ DI SCIENZE MATEMATICHE, FISICHE E NATURALI

CORSO DI LAUREA MAGISTRALE IN FISICA

SPETTROSCOPIA OTTICA

DI ASSORBIMENTO TRANSIENTE

PER LO STUDIO DI CAMPIONI NANOSTRUTTURATI

RELATORE:DOTT. MICHELE SABA

TESI DI LAUREA DI:MICHELE CADELANO

Anno Accademico 2011/2012

Ad Anna

e alla mia famiglia

4

M. Cadelano, AA 11/12 Tesi di Laurea

Indice

1 Introduzione 9

2 Interazione radiazione-materia e tecnica pump-probe 11

2.1 Interazione radiazione-materia . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 11

2.2 Spettri di assorbimento . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 12

2.3 Tecnica pump-probe . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 14

2.4 Trasmissione differenziale . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 15

2.5 Interpretazione fisica dei segnali . . . . . . . . . . . . . . . . . . 17

3 L’esperimento 21

3.1 Obiettivo dell’esperimento . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 21

3.2 Descrizione dell’apparato sperimentale . . . . . . . . . . . . . . 22

3.3 Sorgenti di probe . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 24

3.3.1 Lampada ad incandescenza . . . . . . . . . . . . . . . . . 24

3.3.2 Lampada ad arco . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 26

3.3.3 Sorgente infrarossa . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 27

3.4 Specchi parabolici . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 27

3.5 Monocromatore . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 29

3.6 Laser . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 31

3.7 Rivelatori . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 32

3.7.1 Fotodiodi per visibile e vicino infrarosso . . . . . . . . . 32

3.7.2 Rivelatore per il Mid-IR . . . . . . . . . . . . . . . . . . 34

3.8 Amplificatore lock-in . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 35

3.9 Oscilloscopio . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 37

3.10 Montaggio dell’esperimento . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 38

5

6 INDICE

4 Software di controllo 45

4.1 Interfaccia GPIB . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 45

4.2 Interfaccia USB . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 46

4.3 Linguaggio Visual Basic . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 46

4.4 Funzioni del software . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 47

4.4.1 Gestione del monocromatore . . . . . . . . . . . . . . . . 47

4.5 Routine di acquisizione . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 48

4.6 Dati in tempo reale . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 49

5 Caratterizzazione del sistema 51

5.1 Spettri delle sorgenti . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 51

5.1.1 Sorgente al tungsteno . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 52

5.1.2 Sorgente infrarossa . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 52

5.1.3 Sorgente ad arco . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 52

5.2 Risposta spettrale . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 56

5.3 Analisi temporale . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 59

5.4 Sensibilità dell’apparato . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 62

6 Conclusioni 63

A Dispersione della luce 65

A.1 Reticolo di diffrazione . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 65

A.1.1 Condizioni di massimo . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 65

A.1.2 Dispersione angolare . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 66

A.1.3 Potere risolutivo . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 66

A.1.4 Reticolo con angolo di blaze . . . . . . . . . . . . . . . . 67

A.2 Monocromatore . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 67

A.2.1 Banda passante . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 68

B Laser 69

B.1 Funzionamento . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 69

B.2 Laser Nd:YAG . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 71

C Rivelazione dei segnali 73

C.1 Caratteristiche di un rivelatore . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 73


INDICE 7

C.1.1 Efficienza quantica . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 73

C.1.2 Responsività . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 74

C.1.3 Tempo di risposta . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 74

C.2 Giunzione p-n . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 75

D Rivelazione sensibile alla fase 77

D.1 Vantaggi . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 77

D.2 Produzione del segnale . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 78

D.2.1 Intensità e fase . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 79

D.3 Riserva dinamica . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 80

Ringraziamenti 87

Tesi di Laurea M. Cadelano, AA 11/12

8 INDICE


Capitolo 1

Introduzione

Un’alternativa all’utilizzo dei combustibili fossili è data dallo sfruttamento

delle energie rinnovabili, una delle quali è l’energia solare. Uno dei modi in cui

tale risorsa può essere sfruttata consiste nella produzione di idrogeno dalla fo-

tocatalisi dell’acqua. L’efficienza con cui la combustione dell’idrogeno produce

energia elettrica e il fatto che venga prodotta acqua come residuo della reazione

sono solo alcuni dei vantaggi che derivano dallo sfruttamento di questa fonte

energetica.

Questo lavoro di tesi fa parte di un progetto scientifico che consiste nel-

lo sfruttare le nanotecnologie per la produzione di idrogeno dalla fotocatalisi

dell’acqua. I singoli processi che costituiscono la fotocatalisi sono studiati con

tecniche di spettroscopia pump-probe, con la quale si possono mostrare sia la

durata di ciascun processo, sia la presenza di stati energetici all’interno del

gap dei semiconduttori nanostrutturati utilizzati come catalizzatori.

Il lavoro svolto è incentrato sulla costruzione di un apparato sperimen-

tale per l’analisi delle proprietà ottiche nell’infrarosso e nel visibile di campi-

oni nanostrutturati. Oltre alla realizzazione del setup sperimentale, è stato

sviluppato un software di controllo che coordina le operazioni svolte dai vari

strumenti e gestisce l’acquisizione dei dati sperimentali.

Nel capitolo 2 sono descritti l’interazione radiazione-materia, la tecnica

pump-probe e l’interpretazione fisica dei processi che possono verificarsi du-

rante l’esperimento. Nel capitolo 3 è descritto il funzionamento dell’apparato

sperimentale, spiegando il perché dell’utilizzo dei vari strumenti ed indicando

9

10

punti di forza e limiti della strumentazione. Nel capitolo 4 sono brevemente

descritti gli standard di comunicazione tra i vari strumenti, il linguaggio di

programmazione Visual Basic e il funzionamento del software di controllo per

la gestione dell’esperimento. Nel capitolo 5 sono presentate le caratteristiche

spettrali del sistema, gli spettri delle varie sorgenti luminose utilizzate e la sti-

ma della sensibilità dell’apparato. Nell’ultimo capitolo vengono infine tratte

le conclusioni sul lavoro svolto.


Capitolo 2

Interazione radiazione-materia e

tecnica pump-probe

In questo capitolo saranno descritti alcuni principi fisici che saranno utili per

comprendere il lavoro svolto, con particolare riguardo alla tecnica pump-probe,

che sarà quella adottata nell’esperimento. Saranno poi illustrati i fenomeni

osservabili con tale tecnica, fornendo per ciascuno la relativa interpretazione

fisica.

2.1 Interazione radiazione-materia

Si consideri un sistema a due livelli di energia E1 ed E2, con E1 lo stato

fondamentale del sistema ed E2 lo stato eccitato. Se il sistema assorbe un

fotone di energia hν = E2 − E1 (fig. 2.1), dove h e ν sono rispettivamente lacostante di Planck e la frequenza del fotone, esso viene eccitato dal livello a

minore energia E1 verso quello a maggiore energia E2. Tale processo è chiamato

assorbimento indotto. La probabilità per unità di tempo dP12/dt che il sistema

assorba un fotone è proporzionale al numero di fotoni di energia hν per unità

di volume e può essere espressa in termini di densità spettrale di energia ρν(ν)

della radiazione, ovverodP12dt

= B12ρ(ν) (2.1)

La costante B12 è il coefficiente di Einstein per l’assorbimento indotto. Es-

so dipende dalla struttura elettronica del sistema, cioè dalle funzioni d’onda

11

12 2.2. SPETTRI DI ASSORBIMENTO

Figura 2.1: Diagramma schematico dell’interazione di un sistema a due livelli con

un campo di radiazione [1]

elettroniche nei livelli E1 e E2.

La radiazione può anche indurre il sistema a compiere una transizione dallo

stato eccitato E2 verso lo stato fondamentale E1, con l’emissione di un fotone di

energia hν. Tale processo è chiamato emissione indotta o emissione stimolata.

Il fotone emesso è identico a quello che ha causato l’emissione. La probabilità

per unità di tempo dP21/dt che il sistema emetta un fotone per emissione

stimolata è, analogamente all’eq. (2.1),

dP21dt

= B21ρ(ν) (2.2)

La costante B21 è il coefficiente di Einstein per l’emissione stimolata.

Un sistema nello stato E2 può convertire la sua energia di eccitazione emet-

tendo spontaneamente un fotone di energia hν. La probabilità per unità di

tempo dP spont21 /dt che un fotone di energia hν = E2−E1 sia emesso spontanea-mente dal sistema dipende solamente dalla sua struttura, ma non dal campo

di radiazione esterno. Perciò

dP spont21dt

= A21 (2.3)

dove A21 è il coefficiente di Einstein per l’emissione spontanea [1].

2.2 Spettri di assorbimento

La distribuzione spettrale del flusso radiante prodotto da una sorgente di radi-

azione è chiamata spettro di emissione. Se la separazione in frequenza ∆ν tra


2.2. SPETTRI DI ASSORBIMENTO 13

Figura 2.2: Legge di Lambert-Beer

due componenti spettrali adiacenti è infinitesima, lo spettro è detto continuo.

Se, invece, la sorgente emette un flusso radiante in cui si distinguono solamente

alcune componenti spettrali a frequenza νi, con ∆ν finito, lo spettro è detto

discreto.

Si consideri un fascio di intensità I0, emesso da una sorgente con spettro

continuo, che attraversa un composto molecolare avente coefficiente di assorbi-

mento α(λ) e spessore l (fig. 2.2). Le molecole nello stato più basso Ei possono

compiere transizioni verso uno stato ad energia maggiore Ek, assorbendo en-

ergia dalla radiazione incidente. Le componenti della radiazione a frequenza

νik, tali che νik = (Ek −Ei)/h, saranno assorbite dal campione, mentre alcuneverranno riflesse e altre trasmesse. In uscita dal campione il fascio risulterà

attenuato secondo la legge di Lambert-Beer

I1 = I0e−α(λ)l (2.4)

dove I1 è l’intensità del fascio trasmesso. Si definisce trasmittanza T del mezzo

il rapporto

T =I1I0

(2.5)

La differenza tra la distribuzione spettrale incidente e quella trasmessa è detta

spettro di assorbimento del campione. Se i livelli sono legati, lo spettro di

assorbimento sarà discreto. Se invece lo stato finale Ek si trova sul limite di


14 2.3. TECNICA PUMP-PROBE

Figura 2.3: Diagramma schematico che illustra l’origine degli spettri di

assorbimento negli atomi (a) e nelle molecole (b) [1]

dissociazione della molecola, o ad energia superiore, lo spettro di assorbimento

sarà continuo. Tipicamente, gli spettri di assorbimento atomici sono di tipo

discreto, mentre quelli delle molecole sono sia discreti che continui. In fig. 2.3

sono illustrati entrambi i due casi [1]. Lo studio dello spettro di assorbimento

di un campione fornisce importanti informazioni sulla sua struttura elettron-

ica. Se l’assorbimento avviene quando il sistema si trova inizialmente nello

stato fondamentale, viene detto assorbimento lineare. Se, invece, si studiano

le proprietà di stato eccitato, esso è detto assorbimento transiente.

2.3 Tecnica pump-probe

La spettroscopia ottica ultraveloce è uno strumento utile per l’osservazione dei

processi dinamici di un sistema. In un tipico esperimento pump-probe (fig.

2.4), che serve per studiare la dinamica di stato eccitato di un sistema, il cam-

pione sotto esame è fotoeccitato da un impulso di eccitazione, detto pump, e

la sua successiva evoluzione dinamica viene monitorata misurando i cambia-

menti della trasmissione ottica attraverso un impulso di sonda, detto probe,

ritardato rispetto al pump di un certo intervallo di tempo τ , chiamato tempo

di ritardo [2]. L’impulso di pump e quello di probe possono avere lunghezze


2.4. TRASMISSIONE DIFFERENZIALE 15

Figura 2.4: Schema della tecnica pump-probe

d’onda diverse o uguali. Il fascio di probe può essere impulsato oppure con-

tinuo (CW). Gli esperimenti con probe impulsato sono caratterizzati da un’el-

evata risoluzione temporale, che può raggiungere il femtosecondo. Tuttavia,

l’intervallo temporale investigabile non può estendersi oltre qualche decina di

nanosecondi. Gli esperimenti con probe CW, invece, rendono possibile lo stu-

dio di fenomeni transienti su scale temporali molto più estese (millisecondi),

a discapito della risoluzione temporale, la quale si aggira attorno a qualche

nanosecondo. In quest’ultimo tipo di esperimenti, la risoluzione temporale è

limitata da quella dei detector utilizzati, mentre con il probe impulsato dipende

dal più grande tempo di ritardo ottenibile con linee di ritardo ottico. Con la

spettroscopia di assorbimento transiente si possono ottenere importanti infor-

mazioni sulla dinamica di rilassamento degli stati eccitati, sulla presenza di

cariche isolate non luminescenti e sulle proprietà di assorbimento del sistema.

Monitorando le variazioni di trasmissione da stato eccitato del campione, si

può studiare la trasmissione differenziale ∆T/T del sistema sia in funzione

del tempo di ritardo tra pump e probe, sia in funzione della lunghezza d’onda

dell’impulso di sonda (spettro di assorbimento transiente).

2.4 Trasmissione differenziale

Si supponga di voler studiare le proprietà di assorbimento di un sistema. In as-

senza di eccitazione, il coefficiente di assorbimento α(λ) del sistema assumerà

un certo valore α0(λ), che sarà quello di stato fondamentale. Quando il sistema


16 2.4. TRASMISSIONE DIFFERENZIALE

viene eccitato da un campo elettromagnetico esterno, il coefficiente di assor-

bimento assumerà un valore diverso da α0(λ). A parità di intensità incidente

e di spessore del campione, l’intensità trasmessa assumerà quindi un valore

diverso rispetto a quello misurato in assenza di eccitazione.

Sia Ioff l’intensità trasmessa misurata nello stato fondamentale e Ion quella

relativa allo stato eccitato del sistema. In corrispondenza di tali intensità,

la trasmittanza del sistema assumerà i valori Toff e Ton. Definendo ∆T la

variazione di trasmittanza del sistema indotta dall’eccitazione, ovvero

∆T = Ton − Toff (2.6)

si può ricavare una relazione tra ∆T , le intensità trasmesse e l’intensità inci-

dente, sfruttando le eq. (2.5) e (2.6)

∆T =IonI0− Ioff

I0=Ion − Ioff

I0(2.7)

Si definisce la trasmissione differenziale come

∆T

T=Ton − Toff

Toff(2.8)

ovvero, sfruttando le eq. (2.5) e (2.7),

∆T

T=

Ion−IoffI0IoffI0

=Ion − IoffIoff

(2.9)

Di conseguenza, per misurare la trasmissione differenziale di un campione è

sufficiente misurare le intensità trasmesse in assenza ed in presenza dell’ecci-

tazione.

Poiché il coefficiente di assorbimento è funzione della lunghezza d’onda del

fascio incidente, anche la trasmissione differenziale sarà funzione di λ. Perciò,

irraggiando il campione a varie lunghezze d’onda e misurando per ciascuna di

queste Ioff e Ion, si può ottenere una mappatura completa della trasmissione

differenziale.

Quando l’eccitazione cessa, il sistema rilassa verso lo stato fondamentale entro

un certo intervallo di tempo, durante il quale il coefficiente di assorbimento

assume nuovamente il valore che aveva prima dell’eccitazione. Di conseguen-

za, anche la trasmissione differenziale mostrerà variazioni temporali, utili per


2.5. INTERPRETAZIONE FISICA DEI SEGNALI 17

capire la durata degli stati di carica presenti nel sistema. Tali variazioni pos-

sono essere rivelate e studiate attraverso tecniche di spettroscopia risolta in

tempo.

2.5 Interpretazione fisica dei segnali

In un tipico esperimento pump-probe possono essere rivelati tre differenti tipi

di segnali, a seconda della forma che la trasmissione differenziale assume in

funzione di τ . Tali segnali, che si ottengono ad una determinata lunghezza

d’onda del probe, sono:

Photobleaching ;

Emissione stimolata;

Assorbimento fotoindotto.

Tali processi sono descritti di seguito.

Photobleaching

Uno dei meccanismi che danno luogo a variazioni nella trasmissione differen-

ziale nei campioni nanostrutturati è dato dal photobleaching. Tale processo

consiste nella diminuzione dell’assorbimento della luce dovuto al popolamento

degli stati eccitati, dando luogo ad una variazione ∆T/T positiva.

Emissione stimolata

Il meccanismo dell’emissione stimolata è quello visto nella sezione 2.1. Poiché

con tale meccanismo viene prodotto un fotone identico a quello che stimo-

la l’emissione, l’intensità trasmessa risulta essere maggiore rispetto a quella

incidente. Di conseguenza, la variazione ∆T/T risulterà essere positiva.

Assorbimento fotoindotto

Per spiegare il meccanismo dell’assorbimento fotoindotto, si consideri un semi-

conduttore che viene fotoeccitato da radiazione con energia maggiore o uguale

a quella del gap.


18 2.5. INTERPRETAZIONE FISICA DEI SEGNALI

Figura 2.5: Meccanismi alla base dell’assorbimento fotoindotto [3]

La fig. 2.5 illustra i probabili meccanismi da cui ha luogo tale fenomeno,

il quale è causato dagli elettroni fotoeccitati in banda di conduzione (CB).

In seguito all’eccitazione, gli elettroni compiono una transizione dalla banda

di valenza (VB) verso la banda di conduzione. A questo punto, essi pos-

sono andare ad occupare degli stati, che prima della perturbazione non erano

accessibili, assorbendo energia dalla radiazione.

Il percorso (a) rappresenta una transizione intra-banda di elettroni liberi.

Questo tipo di transizione è favorita dalla presenza di fononi acustici che for-

niscono agli elettroni il vettore d’onda necessario per spostarsi all’interno della

banda, mentre l’energia del salto viene ceduta agli elettroni dalla radiazione

esterna. Questo tipo di transizioni sono a bassa energia, ragion per cui sono

visibili prevalentemente nell’infrarosso.

Un altro meccanismo è la transizione ottica diretta verso la banda di con-

duzione dovuta a elettroni intrappolati in siti all’interno del gap (percorso b).

Infatti, successivamente all’eccitazione, gli elettroni in CB possono ricadere

direttamente in VB, dando luogo a luminescenza, oppure essere catturati in

stati trappola. A questo livello, l’assorbimento di un quanto di radiazione di

energia pari all’energia della trappola consente all’elettrone di saltare nuova-

mente in banda di conduzione, dando luogo ad un assorbimento che prima


2.5. INTERPRETAZIONE FISICA DEI SEGNALI 19

dell’eccitazione era proibito [3].

Poiché entrambi i processi coinvolgono l’assorbimento di radiazione, si avrà

minore luce trasmessa rispetto a quella in assenza di eccitazione, perciò la

variazione ∆T/T sarà negativa.


20 2.5. INTERPRETAZIONE FISICA DEI SEGNALI


Capitolo 3

L’esperimento

In questo capitolo sarà trattata la descrizione dell’apparato sperimentale, mo-

tivando la scelta di ogni singolo componente utilizzato per la sua costruzione.

Saranno illustrati in primis gli obiettivi dell’esperimento e, successivamente,

si affronterà la descrizione degli strumenti utilizzati. Alla fine del capitolo

saranno descritte le procedure e le tecniche utilizzate per la realizzazione del

setup.

3.1 Obiettivo dell’esperimento

Lo scopo dell’esperimento è quello di rivelare segnali fotoindotti in campi-

oni nanostrutturati nel visibile (VIS), nel vicino infrarosso (NIR) e nel medio

infrarosso (Mid-IR), su scale temporali lunghe, tramite la tecnica dell’assorbi-

mento transiente. Per fare ciò, è necessario disporre della seguente strumen-

tazione:

due sorgenti di probe CW, una nel VIS e una nell’IR;

specchi parabolici ad alta riflettanza nell’intervallo spettrale di interesse;

un monocromatore con reticoli dispersivi a varie lunghezze d’onda di

blaze;

una sorgente laser impulsata per l’eccitazione dei campioni;

rivelatori veloci per l’analisi temporale, con risoluzione dell’ordine del ns;

21

22 3.2. DESCRIZIONE DELL’APPARATO SPERIMENTALE

un amplificatore lock-in per la rivelazione in fase dei segnali fotoindotti;

un oscilloscopio per l’analisi temporale dei segnali, con risoluzione del-

l’ordine del ns;

un computer per la gestione dell’esperimento e l’acquisizione dei dati

sperimentali.

3.2 Descrizione dell’apparato sperimentale

La fig. 3.1 illustra l’apparato sperimentale per l’acquisizione degli spettri di

assorbimento transiente. Si consideri ora la parte del setup che analizza i

campioni nell’intervallo di lunghezze d’onda del visibile e del vicino infrarosso.

Un fascio di luce continua e collimata, proveniente dalla sorgente visibile, viene

riflesso di 90° dallo specchio piano M ed incide sullo specchio parabolico PM1,

che lo focalizza sul campione. La luce trasmessa dal campione è quindi raccolta

e collimata dallo specchio parabolico PM2. La luce attraversa il filtro F che

taglia la componente laser diffusa dal campione e dallo specchio PM2 (in questo

lavoro, luce laser a 355 nm). Successivamente, essa è raccolta e focalizzata sulla

fenditura d’entrata del monocromatore dallo specchio parabolico PM3. Una

volta entrato nel monocromatore, il fascio è quindi disperso da un reticolo di

diffrazione e poi focalizzato sul sensore di un fotodiodo rapido (Si/PIN per il

visibile o InGaAs/PIN per il vicino infrarosso).

Il campione è fotoeccitato per mezzo di un fascio impulsato prodotto da

un laser Nd:YAG. La frequenza degli impulsi, impostata a 1 kHz, è controllata

attraverso un generatore di funzioni collegato al laser. Lo spot del laser deve

risultare abbastanza grande da eccitare una zona estesa del campione, mentre

il fascio di probe deve risultare il più piccolo possibile in modo da sondare

solamente la zona fotoeccitata. Inoltre, esso deve essere anche molto intenso

cos̀ı da produrre variazioni misurabili dell’intensità della luce trasmessa.

Il segnale prodotto dal fotodiodo è inviato a un amplificatore lock-in ac-

coppiato AC, che ha lo scopo di rivelare con precisione solo quei segnali che os-

cillano alla stessa frequenza degli impulsi laser. Il segnale misurato dal lock-in

è in seguito memorizzato su computer.


3.2. DESCRIZIONE DELL’APPARATO SPERIMENTALE 23

Figura 3.1: Schema dell’apparato sperimentale per l’acquisizione degli spettri di

assorbimento transiente


24 3.3. SORGENTI DI PROBE

Per l’analisi dei campioni nel medio infrarosso viene rimosso lo specchio

M, montato su base magnetica, in modo che il fascio collimato uscente dalla

sorgente infrarossa incida direttamente sullo specchio PM1 e compia lo stesso

percorso del fascio visibile descritto precedentemente, con la differenza che

la luce diffratta è focalizzata su una seconda fenditura d’uscita per mezzo di

un diverter mirror motorizzato, installato all’interno del monocromatore. In

corrispondenza della fenditura è posizionato un detector per il Mid-IR.

In fig. 3.2 è mostrato lo schema del setup per l’analisi temporale dei segnali

fotoindotti. Il percorso dei fasci è il medesimo descritto in precedenza. La

differenza sta nel fatto che l’output del fotodiodo è inviato a un canale di

un oscilloscopio digitale accoppiato AC, il cui trigger è sincronizzato con la

frequenza degli impulsi del laser. La traccia è poi memorizzata sul computer.

3.3 Sorgenti di probe

Per la calibrazione spettrale del sistema è stata utilizzata una sorgente al

tungsteno, mentre per l’analisi dei segnali fotoindotti sono state utilizzate una

lampada ad arco (per gli intervalli VIS/NIR) e una sorgente infrarossa per

l’analisi fino a 6 µm. Le caratteristiche delle sorgenti sono descritte nelle

sezioni a seguire.

3.3.1 Lampada ad incandescenza

Per calibrare il sistema è stata utilizzata una lampada ad incandescenza Os-

ram, costituita da un plate in tungsteno contenuto all’interno di un’ampolla al

quarzo. La lampada è alloggiata entro una camicia metallica dotata di un foro

circolare per l’uscita del fascio. Alimentata con una differenza di potenziale di

5 V e percorsa da una corrente di 15.7 A, la sorgente raggiunge la temperatura

di 2400 K, dando luogo ad uno spettro di emissione continuo, assimilabile ad

un corpo grigio che si trovi alla stessa temperatura e con emissività pari a

quella del tungsteno.

La presenza del quarzo, opaco alla radiazione oltre i 2.5 µm, costituisce il

limite superiore, in termini di lunghezza d’onda, per quanto riguarda lo spettro

di emissione di questa sorgente.


3.3. SORGENTI DI PROBE 25

Figura 3.2: Schema dell’apparato sperimentale per l’analisi temporale dei segnali

fotoindotti


26 3.3. SORGENTI DI PROBE

Figura 3.3: Sorgente ad arco Oriel Instruments 67005 [4]

3.3.2 Lampada ad arco

La sorgente Oriel 67005 (fig. 3.3) è una lampada ad arco, al cui interno sono

presenti gli elettrodi, le ottiche di condensazione, un riflettore posteriore e una

ventola di raffreddamento. Questa versione è stata progettata per montare

lampade al Hg, Xe e Hg(Xe), da 50 a 500 W di potenza. In questo esperimento

si dispone di una lampada allo xenon, il cui spettro di emissione è illustrato

in fig. 3.4. La sorgente è dotata di un condenser f/1 al quarzo che regola la

divergenza del cono di luce. All’uscita del fascio è presente una flangia circolare

di diametro pari a 33 mm. Al fine di ottimizzare la posizione e la collimazione

del fascio, la sorgente è dotata di un riflettore posteriore e di una vite per la

regolazione della focale del condenser. L’intervallo spettrale di emissione va da

200 a 2500 nm. Infatti, come per la sorgente al tungsteno, anche la Oriel 67005

non emette oltre i 2.5 µm a causa della presenza del condenser al quarzo.

L’elevata intensità luminosa prodotta da questa sorgente ha reso possi-

bile la rivelazione di segnali fotoindotti nel visibile e nel vicino infrarosso,

contrariamente a quanto si potesse ottenere con la sorgente al tungsteno.


3.4. SPECCHI PARABOLICI 27

Figura 3.4: Spettro di emissione della lampada allo xenon installata sulla sorgente

Oriel 67005 [4]

3.3.3 Sorgente infrarossa

La Oriel 80007 (fig. 3.5) è una sorgente infrarossa al carburo di silicio. Lo

spettro di emissione (fig. 3.6) è continuo da 1.7 a 28 µm. La sorgente non

è dotata di una finestra d’uscita e consiste in un elemento al SiC, che rag-

giunge la temperatura di 1200 K, situato nel fuoco di uno specchio parabol-

ico, il quale collima il fascio entro 1° di divergenza. La sezione del fascio è

approssimativamente circolare, con un diametro di 38 mm.

3.4 Specchi parabolici

Gli specchi parabolici utilizzati in questo esperimento (fig. 3.7) sono i Thorlabs

MPD508508-90-M01 e MPD508762-90-M01, i quali hanno lunghezze focali di

riflessione rispettivamente di 10 e 15 cm. Tali ottiche sono del tipo fuori asse,

fabbricate con la tecnica diamond turning, la quale consiste nell’incidere una

superficie, con grande precisione, attraverso una punta abrasiva in diamante

sintetico. Questa tecnica è generalmente utilizzata per la produzione di ot-

tiche di elevata qualità. La superficie degli specchi segue il profilo di un ramo

di parabola, detta parabola generatrice. Il vantaggio che deriva dall’utilizzo

degli specchi parabolici sta nel fatto che un fascio collimato incidente sulla


28 3.4. SPECCHI PARABOLICI

Figura 3.5: Sorgente infrarossa Oriel Instruments 80007 [4]

Figura 3.6: Spettro della sorgente Oriel 80007 misurato con uno spettrometro MIR

8025 FT-IR, beam splitter al KBr e rivelatore Oriel 80008 DTGS [4]


3.5. MONOCROMATORE 29

Figura 3.7: Rappresentazione schematica degli specchi parabolici [5]

superficie dello specchio viene focalizzato in modo acromatico, per riflessione,

sul fuoco della parabola generatrice. Conversamente, è possibile ottenere un

fascio collimato, sempre per riflessione, ponendo una sorgente luminosa alla

lunghezza focale dello specchio. L’angolo al quale lo specchio focalizza o col-

lima, in relazione al fascio incidente, è il cosiddetto angolo fuori asse, che nel

caso degli specchi da noi adottati è di 90°. Ciò significa che, volendo utilizzare

lo specchio per focalizzare un fascio collimato, occorre che l’angolo compreso

tra i fasci incidente e riflesso debba essere di 90° [5].

Gli specchi utilizzati in questo lavoro di tesi hanno una superficie riflet-

tente in oro, per la quale la riflettanza media risulta essere superiore a 0.95

nell’intervallo di lunghezze d’onda che va da 800 nm a 20 µm (fig. 3.8). Tale

caratteristica li rende appropriati per l’utilizzo nell’infrarosso, sebbene il calo

di riflettanza nel visibile non risulti cos̀ı drastico da comprometterne l’utiliz-

zo anche nelle lunghezze d’onda visibili di nostro interesse (a partire da 400

nm). In questo modo si possono studiare le proprietà ottiche dei campioni dal

visibile all’infrarosso con un unico set di ottiche.

3.5 Monocromatore

Il monocromatore utilizzato nel nostro esperimento, il cui schema è riportato

in fig. 3.9, è il Princeton Instruments mod. Acton SP2300. Le caratteristiche

peculiari dell’Acton SP2300 sono riportate di seguito:


30 3.5. MONOCROMATORE

Figura 3.8: Riflettanza degli specchi parabolici Thorlabs MPD508508-90-M01 e

MPD508762-90-M01 [5]

Figura 3.9: Schema del monocromatore Acton SP2300 [6]


3.6. LASER 31

configurazione Czerny-Turner;

lunghezza focale 30 cm;

apertura numerica f/3.9;

una fenditura d’entrata, la cui apertura è regolabile manualmente per

mezzo di una vite micrometrica;

due fenditure d’uscita, situate ad un angolo di 90° l’una dall’altra, rego-

labili anch’esse manualmente tramite viti micrometriche e selezionabili

tramite un diverter mirror motorizzato;

reticolo per il vicino infrarosso da 150 tratti/mm, con blaze a 1.2 µm;

reticolo per il medio infrarosso da 150 tratti/mm, con blaze a 4 µm;

reticolo per il visibile da 50 tratti/mm, con blaze a 600 nm.

Tutti i reticoli sono installati su una torretta motorizzata [6]. Le caratteristiche

del monocromatore sono tali da consentire lo studio delle proprietà ottiche dei

campioni in un intervallo spettrale che va dal visibile all’infrarosso con un setup

semplice e compatto.

Il monocromatore comunica con il computer che gestisce l’acquisizione

tramite un’interfaccia USB. Le operazioni sono gestite da un software di cui

parleremo dettagliatamente nel cap. 4. Per un approfondimento su monocro-

matori e reticoli di diffrazione, si rimanda alla lettura dell’appendice A.

3.6 Laser

È stato utilizzato il laser classe III Nd:YAG Teem Photonics mod. PowerChip

PNV-001525-140 (fig. 3.10). Tale dispositivo è una sorgente impulsata, tramite

Q-switch, che emette una riga a ultravioletta a 355 nm. La durata temporale

e l’energia dell’impulso sono rispettivamente 300 ps e 18 µJ. Per funzionare, il

dispositivo necessita di essere collegato ad un generatore di funzioni esterno,

il quale genera un’onda quadra a frequenza f che controlla il Q-switch. L’in-

tervallo di valori che può assumere il rate di ripetizione degli impulsi va da 10


32 3.7. RIVELATORI

Figura 3.10: Laser impulsato Teem Photonics PowerChip PNV-001525-140 [7]

Hz a 1 kHz. Il laser è dotato di un’uscita con connettore BNC che può essere

utilizzata come segnale di trigger [7]. Per una più completa comprensione del

funzionamento dei laser, si rimanda alla lettura dell’appendice B.

3.7 Rivelatori

Sono stati utilizzati tre diversi tipi di rivelatori, ciascuno dei quali opera in

modo appropriato entro un certo intervallo spettrale. Per comprendere al

meglio le proprietà fisiche che caratterizzano un rivelatore e il funzionamento

dei fotodiodi PIN, si rimanda alla lettura dell’appendice C.

3.7.1 Fotodiodi per visibile e vicino infrarosso

Per le misure nel visibile è stato utilizzato il fotodiodo New Focus mod. 1801,

mentre per il vicino infrarosso il mod. 1811 dello stesso produttore. Entrambi

i detector sono rivelatori a basso rumore e alto guadagno, con larghezza di

banda pari a 125 MHz. L’utilizzo di questi detector consente misure temporali

con una risoluzione di 10 ns, il che li rende appropriati per studiare i processi

fisici entro le scale di tempo di nostro interesse.

Il modello 1801 monta un fotodiodo Si/PIN, mentre il 1811 sfrutta un sen-

sore InGaAs/PIN. In entrambi i modelli, il rivelatore è seguito da un amplifi-

catore a transimpedenza a basso rumore [4]. Le curve di risposta dei fotodiodi

sono illustrate nelle fig. 3.11 e 3.12.


3.7. RIVELATORI 33

Figura 3.11: Curva di risposta del fotodiodo New Focus 1801 [4]

Figura 3.12: Curva di risposta del fotodiodo New Focus 1811 [4]


34 3.7. RIVELATORI

Figura 3.13: Rivelatore per il medio infrarosso Judson Technologies J15D12 [8]

Figura 3.14: Schema del rivelatore HgCdTe [8]

3.7.2 Rivelatore per il Mid-IR

Il rivelatore utilizzato per le misure nel medio infrarosso è il Judson Technolo-

gies mod. J15D12 (fig. 3.13). Tale strumento è un detector fotoconduttivo

che sfrutta le proprietà del composto HgCdTe, semiconduttore la cui lunghez-

za d’onda di cutoff è fortemente dipendente dalla composizione chimica della

lega. Il rivelatore reale è realizzato tramite un sottile strato (da 10 a 20 µm) di

HgCdTe, sul quale sono realizzati due contatti metallici separati, la cui distan-

za definisce l’area attiva del detector, come illustrato in fig. 3.14. Incidendo

sull’area attiva, i fotoni con energia maggiore del gap del semiconduttore ecc-

itano gli elettroni in banda di conduzione, incrementando la conducibilità del

materiale. La lunghezza d’onda per la quale si raggiunge il picco di responsiv-

ità del rivelatore dipende dal gap di banda del materiale e dalla composizione

della lega. Per misurare le variazioni di conducibilità è necessaria una corrente


3.8. AMPLIFICATORE LOCK-IN 35

Figura 3.15: Schema del circuito di amplificazione del detector Judson

Technologies J15D12 [8]

o una tensione di bias. Generalmente, i detector di questo tipo sono realiz-

zati in modo che l’area attiva sia quadrata o rettangolare, configurazione che

consente di mantenere uniforme la corrente di bias sull’intera regione attiva.

Il detector J15D12 può rivelare segnali in un intervallo di lunghezze d’onda

tra 2 e 12 µm, con un picco di responsività a 11 µm. La larghezza di banda

del rivelatore è di 1 MHz.

Per ridurre il numero di elettroni eccitati termicamente e quindi aumentare

il rapporto segnale/rumore, il rivelatore è installato all’interno di un dewar

metallico che ne consente il raffreddamento a temperature criogeniche. In

questo esperimento, il rivelatore è stato raffreddato alla temperatura di 80 K

con l’utilizzo di aria liquida. L’area attiva del detector è isolata dall’esterno

per mezzo di una finestra di ZnSe, trasparente alla radiazione IR.

Poiché il J15D12 è un dispositivo a bassa impedenza, necessita di essere

collegato ad un preamplificatore a bassa tensione, il cui circuito è illustrato in

fig. 3.15. Una corrente di bias costante è prodotta nel rivelatore attraverso

un generatore di tensione, i cui terminali sono collegati ai capi del resistore

RB. Un condensatore blocca la componente continua del segnale, evitando la

saturazione DC [8].

3.8 Amplificatore lock-in

Per rivelare segnali di bassissima intensità, è stato utilizzato l’amplificatore

lock-in Stanford Research Systems mod. SR830 (fig. 3.16). Per un appro-


36 3.8. AMPLIFICATORE LOCK-IN

Figura 3.16: Amplificatore lock-in Stanford Research Systems SR830 [9]

fondimento sugli amplificatori lock-in si rimanda alla lettura dell’appendice

D. Lo strumento è dotato di tre display per la visualizzazione simultanea dei

segnali e della loro fase. Avendo un doppio PSD (Phase Sensitive Detector),

possono essere misurati contemporaneamente la componente in fase X, la com-

ponente in quadratura Y e l’intensità del segnale R. A differenza dei lock-in

convenzionali, che per processare i segnali utilizzano demodulatori, filtri di out-

put e amplificatori, l’SR830 è dotato di un sistema di processamento digitale

(DSP, Digital Signal Processing). I segnali rivelabili sono compresi all’interno

di un intervallo in frequenza che va da 1 mHz a 102 kHz.

La figura di rumore all’ingresso dell’amplificatore è di 6 nV/√

Hz. L’im-

pedenza di input è di 10 MΩ, mentre la più bassa sensibilità del segnale in

ingresso è pari a 2 nV.

Il filtraggio dei segnali avviene per via digitale per mezzo del DSP, con

costanti di tempo che vanno da 10 µs a 30 ks e con roll-off di 6, 12, 18 e 24

dB/oct. Inoltre, il sistema di processamento digitale consente misure di fase

con la risoluzione di 0.01°, mentre gli output X e Y sono ortogonali entro un

angolo pari a 0.001°.

L’SR380 è dotato di un sintetizzatore digitale diretto (DDS, Direct Digi-

tal Synthesizer) che genera un segnale sinusoidale di riferimento a bassissima

distorsione (-80 dBc). La frequenza di tale onda può spaziare entro un in-

tervallo compreso tra 1 mHz e 102 kHz. Oltre al segnale interno, il quale

può essere impostato tramite il pannello frontale dell’amplificatore (o tramite

computer collegato in remoto attraverso le interfacce GPIB e RS-232), è possi-

bile collegare un segnale di riferimento esterno, al quale il DDS si aggancia in

fase. L’amplificatore dispone inoltre di funzioni che permettono la regolazione


3.9. OSCILLOSCOPIO 37

Figura 3.17: Schema a blocchi del lock-in SR380 [9]

automatica di sensibilità, fase e riserva dinamica [9].

In fig. 3.17 è mostrato lo schema a blocchi del lock-in SR380.

3.9 Oscilloscopio

Per l’analisi temporale dei segnali è stato utilizzato un oscilloscopio digitale

Tektronix mod. TDS3054B (fig. 3.18). La larghezza di banda e il tempo di

salita dello strumento sono rispettivamente pari a 500 MHz e 1 ns, mentre la

scala verticale raggiunge la risoluzione minima di 1 mV. Tali caratteristiche lo

rendono ideale per i nostri scopi, in quanto cerchiamo segnali transienti veloci e

di piccola intensità. Inoltre, la funzione average (media) rende agevole la visu-

alizzazione dei segnali sullo schermo, aumentando il rapporto segnale/rumore.

L’oscilloscopio comunica con il computer che gestisce l’acquisizione, attraverso

un’interfaccia GPIB [10].


38 3.10. MONTAGGIO DELL’ESPERIMENTO

Figura 3.18: Oscilloscopio digitale Tektronix TDS3054B [10]

3.10 Montaggio dell’esperimento

In fig. 3.19 è illustrata la configurazione sperimentale completa adottata in

questo esperimento. Per l’allineamento delle ottiche è stato impiegato un

laser He-Ne. L’altezza del fascio è stata fissata alla quota delle fenditure del

monocromatore, cioè a 15.5 cm rispetto al piano del tavolo ottico. Il riferimen-

to della quota è stato poi segnato su un’asta verticale millimetrata. Si è poi

proceduto al montaggio delle ottiche, posizionando il laser He-Ne in corrispon-

denza della sorgente visibile e montando in successione lo specchio piano M1

e i tre specchi parabolici PM1, PM2 e PM3, le cui specifiche sono riportate di

seguito:

PM1 e PM2, mod. Thorlabs MPD508508-90-M01, diametro 2”, lunghez-

za focale fPM1 = fPM2=10 cm;

PM3, mod. Thorlabs MPD508762-90-M01, diametro 2”, lunghezza fo-

cale fPM3=15 cm;

Man mano che i vari componenti venivano fissati, è stata ottimizzata la di-

rezione dei fasci riflessi e mantenuta la quota costante, agendo sulle viti di rego-

lazione delle ottiche in modo che lo spot del laser coincidesse con il riferimento

segnato sull’asta.

Per non ostacolare il percorso del fascio di pump, la distanza tra M1 e il

primo specchio parabolico è stata fissata a 15 cm, mentre la distanza tra PM1 e

PM2 è pari alla somma delle loro lunghezze focali fPM1 e fPM2. Per consentire


3.10. MONTAGGIO DELL’ESPERIMENTO 39

Figura 3.19: Rappresentazione schematica della configurazione ottica adottata



il posizionamento del portafiltri F1, dello specchio M2 e del diaframma D2, lo

specchio parabolico PM3 è stato posizionato a 40 cm da PM2. Il monocroma-

tore è stato poi fissato al tavolo in modo che la fenditura d’entrata si trovasse

a una distanza pari alla lunghezza focale fPM3 dello specchio PM3.

Per ottimizzare l’allineamento, la collimazione e la focalizzazione dei fasci,

gli specchi PM2 e PM3 sono stati installati su basi a regolazione micrometrica

xyz.

Si è quindi proceduto al montaggio della sorgente di probe Oriel 67005 e

alla regolazione della quota del fascio, con l’ausilio del riferimento segnato sul-

l’asta millimetrata (seguendo il percorso del fascio dopo ogni elemento ottico

e verificando la collimazione). Per concentrare quanto più possibile il fascio

di probe su una regione ristretta del campione, è stato necessario focalizzarlo

e filtrarlo con l’utilizzo di due lenti acromatiche convergenti e due diafram-

mi. All’uscita della sorgente, il fascio è stato focalizzato per mezzo della lente

acromatica LS1, avente lunghezza focale fLS1= 5 cm e diametro dLS1=5 cm.

Per selezionare la parte più luminosa del fascio e rendere circolare l’immag-

ine della sorgente, il diaframma DS1 è stato posizionato in corrispondenza del

piano dell’immagine formata da LS1. Il fascio è stato concentrato con un in-

grandimento dell’immagine della sorgente pari a 0.33, per mezzo della lente

acromatica LS2, avente lunghezza focale fLS2=30 cm e diametro dLS2=5 cm.

Tale lente raccoglie e collima la luce in uscita da LS1. L’ingrandimento sud-

detto è ottenuto dal rapporto tra le lunghezze focali di PM1 e LS2, cioè dal

rapporto fPM1/fLS2.

Poiché il diametro di LS2 è di 5 cm, parte del fascio che la investe viene per-

so, dando luogo ad abbagliamenti che disturbano l’esecuzione dell’esperimento.

Per ovviare a questo problema sono stati inseriti degli schermi.

Il diametro massimo dmax del fascio collimato per il quale non si perde luce

all’interno del monocromatore si ottiene dalla condizione

dmax ≤fPM3

f/valuemon(3.1)

dove con f/valuemon indichiamo l’f/value del monocromatore (f/3.9). Nel

nostro caso, deve risultare quindi dmax ≤3.8 cm. Per evitare di avere lucediffusa a causa di un’apertura numerica troppo grande, la sezione del fascio



collimato incidente su PM3 è stata regolata per mezzo del diaframma DS2,

montato nella parte collimata del fascio tra la lente LS2 e lo specchio M1, e

misurata per mezzo dell’asta millimetrata in modo da rispettare la (3.1).

Poiché la lunghezza focale di PM2 (fPM2 =10 cm) risulta essere minore

rispetto a quella di PM3 (fPM3 =15 cm), l’immagine sul piano focale della

fenditura è 1.5 volte più grande rispetto a quella che si forma sul piano fo-

cale del campione. Tale ingrandimento si ottiene dal rapporto fPM3/fPM2.

Moltiplicando i due ingrandimenti ottenuti, si ricava l’ingrandimento glob-

ale dell’immagine della sorgente sul piano focale della fenditura, che risulta

essere circa 0.5 (0.33·1.5). Si ottiene perciò, globalmente, una riduzione del-l’immagine della sorgente, il che consente di mantenere la fenditura d’entrata

del monocromatore non troppo aperta, migliorando la risoluzione del sistema

dispersivo.

Successivamente, è stato posizionato il rivelatore per il visibile davanti alla

fenditura d’uscita frontale del monocromatore, installando il detector su una

base a regolazione micrometrica xyz. Utilizzando il reticolo per il visibile a

ordine zero e visualizzando sull’oscilloscopio il segnale DC prodotto dal rivela-

tore, si è massimizzata l’ampiezza del segnale agendo sulle viti micrometriche

degli specchi e del detector e regolando l’apertura della fenditura d’uscita del

monocromatore. Tuttavia, poiché l’intensità della lampada dava luogo alla

saturazione del detector, è stato necessario utilizzare dei filtri attenuatori, al-

loggiati nel portafiltri F1, in modo che il fotodiodo lavorasse in regime lineare.

La curva di risposta del fotodiodo, in funzione dell’intensità luminosa incidente

sul rivelatore, è mostrata in fig. 3.20. Il valore 1 dell’intensità corrisponde al

fascio non attenuato. Prima di posizionare la lampada infrarossa, è stato in-

stallato il fotodiodo NIR al posto di quello visibile e si è massimizzato il segnale,

usando ancora la sorgente ad arco, agendo solamente sul posizionamento del

detector, dato che la configurazione delle ottiche era già stata ottimizzata.

Rimosso lo specchio M1, è stata fissata la lampada IR, il cui posizionamen-

to è stato agevolato aggiustando la direzione e l’altezza del fascio con l’utilizzo

dell’asta millimetrata, seguendo il percorso del fascio dopo ogni elemento ottico

e verificandone la collimazione. Infine, tale posizionamento è stato ottimizzato

massimizzando il segnale DC, visualizzato sull’oscilloscopio, prodotto dal de-



Figura 3.20: Curva di risposta del fotodiodo in funzione dell’intensità incidente

sul sensore del rivelatore

tector NIR. Tale procedura è stata effettuata in assenza dei filtri attenuatori.

Infatti, pur avendo una discreta coda di emissione nel visibile, la sorgente in-

frarossa non presenta alta intensità in questo intervallo spettrale. Purtroppo

non è stato possibile concentrare maggiormente sul campione il fascio uscente

dalla lampada IR, in quanto non si avevano a disposizione elementi ottici adatti

a questo scopo.

Per recuperare facilmente l’allineamento in caso di urti accidentali delle

ottiche, è stato inserito il diaframma D tra il portafiltri F1 e lo specchio PM3.

L’apertura del diaframma è stata regolata in modo da coincidere con la sezione

del fascio collimato della sorgente visibile, di diametro pari a 3.8 cm1. In questo

modo, eventuali perdite di allineamento sono facilmente rilevabili dalla non

perfetta sovrapposizione tra il fascio e l’apertura del diaframma.

Dopo aver installato il detector per il medio infrarosso sulla seconda fendi-

tura d’uscita, si è poi proceduto all’installazione del laser Nd:YAG sul tavolo

ottico. Il fascio laser uscente è riflesso di 90° in orizzontale dallo specchio LM1

e viene poi deviato sul centro di una lente al quarzo, di lunghezza focale 30

1Si ricordi che tale lunghezza è stata ricavata dalla condizione (3.1) sull’f/value del

monocromatore



Figura 3.21: L’apparato sperimentale realizzato in questo lavoro di tesi

cm, per mezzo dello specchio LM2. La lente focalizza il fascio sul campione e

la parte trasmessa viene bloccata da un beam stop.

Fatto ciò, è stato posizionato lo specchio piano M2, su base magnetica,

tra F1 e D. Questo elemento ottico serve per deviare di 90° il fascio collimato

uscente da PM2 e inviarlo sulla lente convergente L, di lunghezza focale e di-

ametro rispettivamente pari a 5 e 2 cm, che focalizza l’immagine della sorgente

sul sensore di una camera CCTV (Sure Vision mod. KPC-S190SB1). Per at-

tenuare l’intensità del fascio, è stato posizionato il portafiltri F2 tra lo specchio

e la lente, sul quale sono stati alloggiati dei filtri attenuatori. L’immagine cos̀ı

ottenuta è visualizzata sullo schermo di un televisore. Quest’ultima parte del-

l’apparato è utile per la messa a fuoco dei campioni e per l’allineamento dei

fasci di pump e probe. Infatti, una volta centrata l’immagine della sorgente di

probe sullo schermo del televisore, si fa sovrapporre ad essa l’immagine dello

spot di eccitazione, visibile grazie alla luminescenza del campione. La rego-

lazione fine dell’allineamento è comunque operata massimizzando l’ampiezza

dei segnali fotoindotti osservati sull’oscilloscopio.

Per facilitare la messa a fuoco e la massimizzazione dei segnali fotoindotti,

i campioni sono installati su un supporto con base a regolazione micrometrica.

In fig. 3.21 è mostrato il setup descritto, al termine dell’installazione sul

tavolo ottico.


Capitolo 4

Software di controllo

In questo capitolo sono brevemente descritte le interfacce di comunicazione

tra gli strumenti utilizzati per l’acquisizione e il software di controllo apposi-

tamente realizzato per questo esperimento. Dopo una breve descrizione del

linguaggio Visual Basic, saranno mostrate alcune delle funzioni svolte dal pro-

gramma, con particolare riguardo a quella che gestisce l’acquisizione dei dati

sperimentali.

4.1 Interfaccia GPIB

L’interfaccia GPIB (fig. 4.1), acronimo di General Purpose Interface Bus, nota

anche come IEEE-488, è stata sviluppata negli anni ’60 per l’interconnessione

di strumenti di misura.

Figura 4.1: Interfaccia GPIB [11]

45

46 4.2. INTERFACCIA USB

Uno dei vantaggi che derivò dall’utilizzo dell’interfaccia GPIB fu il fatto

che lo scambio dei dati tra le parti interconnesse avveniva per via digitale,

sostituendo la modalità di trasferimento analogica. Con questa interfaccia

possono essere interconnessi al massimo 15 strumenti, con un’unica catena

di bus collegati in serie tra loro. La trasmissione dei segnali avviene, senza

importanti attenuazioni, lungo cavi di lunghezza non superiore a 20 m, mentre

la massima velocità di trasmissione è di 8 MB/s [12].

4.2 Interfaccia USB

L’interfaccia USB, acronimo di Universal Serial Bus, è un’architettura elet-

tronica sviluppata per interconnettere i personal computer ad uno svariato

numero di dispositivi, attraverso un unico cavo dotato di quattro fili [13].

La principale caratteristica della tecnologia USB si riflette nella semplicità

di connessione e configurazione delle periferiche con un personal computer,

senza la necessità di dover aprire lo chassis del PC. Tutte le periferiche sono

connesse esternamente attraverso una porta USB [14].

4.3 Linguaggio Visual Basic

Visual Basic è un linguaggio di programmazione sviluppato dalla Microsoft

negli anni ’90. Con esso è possibile realizzare svariati tipi di applicazioni, at-

traverso l’assemblaggio di parti di codice, di oggetti e di controlli che espletano

funzioni differenti. Uno dei punti di forza di Visual Basic è dato dalla pos-

sibilità di poter realizzare interfacce grafiche contenenti riquadri e pulsanti,

ai quali sono associate funzioni diverse. Tale organizzazione rende semplice

l’utilizzo del software che si vuole realizzare. Le interfacce grafiche vengono

chiamate form. Un form può poi essere organizzato attraverso dei frame, entro

i quali sono raggruppate le funzionalità di una certa parte del programma.

Ai pulsanti è associata una funzione o una sequenza di funzioni, che sono

definite attraverso un codice di istruzioni. L’insieme delle istruzioni che porta

al compimento di una determinata funzione è chiamato routine. Durante l’ese-

cuzione di una routine, il programma può compiere in successione una serie di


4.4. FUNZIONI DEL SOFTWARE 47

Figura 4.2: Interfaccia grafica del software di acquisizione

istruzioni e ricevere degli input dall’esterno (eventi), motivo per il quale Visual

Basic è un linguaggio event driven. Al compimento di una funzione, il pro-

gramma può stampare sul form un messaggio, un dato o un grafico, rendendo

immediate la comunicazione e l’interazione tra l’utente e il software.

4.4 Funzioni del software

Per coordinare le varie operazioni degli strumenti durante l’esperimento, è

stato realizzato con il linguaggio di programmazione Visual Basic un software

dedicato. L’interfaccia del programma è mostrata in fig. 4.2, in cui sono

evidenti due parti principali, ognuna all’interno di un frame. Una di queste

gestisce il monocromatore (4.3), mentre l’altra è adibita al controllo del lock-

in (4.4). Nella schermata è presente anche un frame per la visualizzazione dei

dati sperimentali in tempo reale.

4.4.1 Gestione del monocromatore

Il software permette di compiere diverse operazioni con il monocromatore:

studio delle proprietà ottiche di un campione ad una data lunghezza

d’onda (frame GoTo);


48 4.5. ROUTINE DI ACQUISIZIONE

Figura 4.3: Parte del programma che gestisce il monocromatore

Figura 4.4: Parte del programma che gestisce il lock-in

selezione dei reticoli (frame Gratings);

selezione della fenditura d’uscita (front per VIS/NIR e side per il medio

infrarosso) sulla quale inviare il fascio (frame Diverter mirror);

acquisizione degli spettri di assorbimento transiente (frame Scan). La

routine di acquisizione sarà discussa nella sezione 4.5.

4.5 Routine di acquisizione

Per acquisire uno spettro di assorbimento transiente, l’operatore deve im-

postare i seguenti parametri:

lunghezza d’onda iniziale (Start);

lunghezza d’onda finale (End);

intervallo tra due lunghezze d’onda successive (Step);


4.6. DATI IN TEMPO REALE 49

Per procedere con l’esperimento, è necessario confermare i parametri. Alla

conferma, viene aperta una finestra che permette all’utente di decidere dove

salvare il file che conterrà i dati sperimentali. Oltre ai parametri su elencati,

sono di fondamentale importanza l’impostazione della costante di tempo del

lock-in1 e la sensibilità2.

Quando viene premuto il pulsante Start, ha inizio la procedura di acqui-

sizione dello spettro. Il software controlla che l’utente abbia confermato i

parametri dell’esperimento e, nel caso in cui ciò non fosse stato fatto, la pro-

cedura non parte, mostrando un messaggio di errore sul form. Se, invece, la

procedura è stata eseguita correttamente, il programma fa ruotare il reticolo

verso la posizione di inizio scansione. A questo punto parte un ciclo di oper-

azioni che termina quando il reticolo raggiunge la posizione finale impostata.

Nello specifico, nel ciclo vengono eseguite in sequenza le seguenti operazioni:

1. spostamento del reticolo verso la lunghezza d’onda di interesse;

2. agganciamento in fase del segnale;

3. acquisizione del segnale;

4. salvataggio su file e grafico dei dati su schermo.

Per evitare errori accidentali, durante l’acquisizione vengono disabilitati tutti

i pulsanti del form ad eccezione del pulsante Stop, che arresta la procedura

solo dopo aver confermato l’interruzione della scansione.

4.6 Dati in tempo reale

Per visualizzare i dati acquisiti in tempo reale, come illustrato in fig. 4.5, è

stato utilizzato il controllo picture e sviluppato un algoritmo che compie le

seguenti operazioni:

1Il tempo necessario per acquisire un punto sperimentale è pari a 5 volte la costante di

tempo del lock-in.2Per impostare la sensibilità massima possibile nell’intervallo spettrale che si vuole

studiare è necessario eseguire una scansione preliminare a diverse lunghezze d’onda.


50 4.6. DATI IN TEMPO REALE

Figura 4.5: Grafico dei dati sperimentali acquisiti in tempo reale

lettura dei dati sperimentali memorizzati sul file e determinazione del

valore massimo e minimo di lunghezza d’onda e segnale;

impostazione della scala del grafico per mezzo dei valori ottenuti nel

passaggio precedente;

visualizzazione dei dati sperimentali raccolti in un grafico 2D.

Queste operazioni sono eseguite quando la routine di acquisizione è attiva e

sono ripetute ogni volta che viene memorizzato un nuovo punto sperimentale.

La lettura dei dati, i quali vengono aggiornati dopo l’acquisizione di un nuovo

punto sperimentale, consente di ottenere un grafico in tempo reale la cui scala

ottimale è impostata in modo automatico.


Capitolo 5

Caratterizzazione del sistema

In questo capitolo sono mostrati i risultati sperimentali ottenuti, partendo dal-

l’acquisizione degli spettri di emissione delle sorgenti utilizzate. Per confronto

con uno spettro noto, è stata poi ricavata la risposta spettrale del sistema.

Saranno poi presentati alcuni grafici di segnali fotoindotti nel dominio del

tempo che dimostrano la riuscita dell’esperimento.

5.1 Spettri delle sorgenti

Per l’acquisizione degli spettri di emissione delle sorgenti, è stato fatto ri-

corso alla tecnica della rivelazione in fase, modulando la luce in entrata nel

monocromatore per mezzo di un chopper (Thorlabs MC2000), posto davanti

alla fenditura d’entrata del monocromatore. Il controller del chopper produce

un segnale che può essere utilizzato come segnale di riferimento per il lock-in.

Sono state utilizzate le tre differenti sorgenti descritte nel capitolo 3 e gli

spettri sono stati acquisiti con i seguenti parametri:

luce modulata a 500 Hz;

passo di 2 nm tra una lunghezza d’onda e la successiva;

costante di tempo del lock-in pari a 1 s;

apertura della fenditura d’entrata pari a 2 mm.

51

52 5.1. SPETTRI DELLE SORGENTI

La scelta dei reticoli e dei rivelatori utilizzati durante le acquisizioni è

stata fatta in modo da massimizzare la risposta spettrale nei diversi intervalli

di lunghezze d’onda investigati. Tenendo conto delle lunghezze d’onda di blaze

λB dei reticoli1 e della responsività dei rivelatori, i range spettrali con cui sono

stati acquisiti i dati sono:

400-900 nm, reticolo da 50 tratti/mm con λB = 600 nm, rivelatore New

Focus 1801 (300-1050 nm);

900-1700 nm, reticolo da 150 tratti/mm con λB = 1200 nm, rivelatore

New Focus 1811 (900-1700 nm);

2.6-6 µm, reticolo da 150 tratti/mm con λB = 4 µm, rivelatore Judson

Technologies J15D12 (2-12 µm).

5.1.1 Sorgente al tungsteno

Sono stati acquisiti due spettri della sorgente al tungsteno, uno da 400 a 900

nm (fig. 5.1) e l’altro da 900 a 1700 (fig. 5.2). Non è stato acquisito nessuno

spettro con il detector Mid-IR in quanto l’efficienza del reticolo con blaze a

4 µm risulta risulta essere alta solo dopo 2.6 µm. Tale lunghezza d’onda è

superiore al limite di emissione della lampada, che ricordiamo essere 2.5 µm

per la presenza del quarzo.

5.1.2 Sorgente infrarossa

Sono stati acquisiti spettri della sorgente IR negli intervalli spettrali 400-900

nm (fig. 5.3), 900-1700 nm (fig. 5.4) e 2.6-6 µm (fig. 5.5).

5.1.3 Sorgente ad arco

Come per la sorgente al tungsteno, la presenza del quarzo ha permesso sola-

mente l’acquisizione di due spettri, uno nell’intervallo 400-900 nm (fig. 5.6)

nm e l’altro nell’intervallo da 900 a 1700 nm (fig. 5.7).

1L’efficienza di un reticolo con angolo di blaze è massima alla lunghezza d’onda di blaze e

si riduce al 60-70% in corrispondenza di lunghezze d’onda pari a 2/3 λB e 3/2 λB .(Appendice

A.1.4)


5.1. SPETTRI DELLE SORGENTI 53

Figura 5.1: Spettro normalizzato della sorgente al tungsteno, da 400 a 900 nm,

acquisito con il rivelatore New Focus 1801 e reticolo con blaze a 600 nm

Figura 5.2: Spettro normalizzato della sorgente al tungsteno, da 900 a 1700 nm,



54 5.1. SPETTRI DELLE SORGENTI

Figura 5.3: Spettro normalizzato della sorgente infrarossa, da 400 a 900 nm,

acquisito con il fotodiodo New Focus 1801 e reticolo con blaze a 600 nm

Figura 5.4: Spettro normalizzato della sorgente infrarossa, da 900 a 1700 nm,

acquisito con il fotodiodo New Focus 1811 e reticolo con blaze a 1200 nm


5.1. SPETTRI DELLE SORGENTI 55

Figura 5.5: Spettro normalizzato della sorgente infrarossa, da 2.6 a 6 µm, acquisito

con il detector Judson Technologies J15D12 e reticolo con blaze a 4 µm

Figura 5.6: Spettro normalizzato della sorgente ad arco, da 400 a 900 nm, acquisito

con il rivelatore New Focus 1801 e reticolo con blaze a 600 nm


56 5.2. RISPOSTA SPETTRALE

Figura 5.7: Spettro normalizzato della sorgente ad arco, da 900 a 1700 nm,


5.2 Risposta spettrale

Gli spettri acquisiti IA(λ) sono il risultato della convoluzione della risposta

spettrale S(λ) del sistema e degli spettri di emissione puri IP (λ) delle sorgenti

utilizzate. Poiché non si avevano a disposizione questi ultimi, per ricavare S(λ)

ci si è serviti dello spettro misurato della lampada al tungsteno e di quello che

si otterrebbe considerando un corpo grigio che si trovi alla stessa temperatura

della lampada, la cui emissività �(λ) è quella del tungsteno. Perciò

IP (λ) = �(λ)IBB(λ, T ) (5.1)

dove IBB(λ, T ) è lo spettro di corpo nero alla temperatura T , che si ottiene

dalla formula di Planck

IBB(λ, T ) =2hc2

λ51

ehc/λkT − 1(5.2)

dove h, c e k sono, rispettivamente, la costante di Planck, la velocità della luce

e la costante di Boltzmann.

La curva di emissività �(λ) del tungsteno, illustrata in fig. 5.8 è stata

ricavata interpolando i dati nella tab. 5.1 [15] con la funzione polinomiale di


5.2. RISPOSTA SPETTRALE 57

Figura 5.8: Fit dell’emissività del tungsteno calcolato con la funzione (5.3)

quinto grado

�(λ) = A0 + A1 · λ+ A2 · λ2 + A3 · λ3 + A4 · λ4 + A5 · λ5 (5.3)

dove

A0 = 0.46020130032285

A1 = 1.76308058365342 · 10−4

A2 = −5.16546611986852 · 10−7

A3 = 3.40326143230866 · 10−10

A4 = −9.82636776879604 · 10−14

A5 = 1.0832418888546 · 10−17

Il coefficiente di correlazione è 0.9999.

Ricavata IP (λ), si ottiene la risposta spettrale dal rapporto

S(λ) =IA(λ)

IP (λ)(5.4)

Come già detto nella sezione 3.3.1, il limite superiore alla calibrazione è dato

dalla presenza del quarzo in alcuni elementi ottici del sistema. Inoltre, non è


58 5.2. RISPOSTA SPETTRALE

Tabella 5.1: Emissività del tungsteno a 2400 K [15]

Lunghezza d’onda (nm) Emissività

400 0.468

500 0.455

600 0.441

700 0.427

800 0.408

900 0.391

1000 0.372

1100 0.355

1200 0.340

1300 0.324

1400 0.309

1500 0.296

1600 0.283

1800 0.262

2000 0.244

2200 0.228

2400 0.215

2600 0.205


5.3. ANALISI TEMPORALE 59

Figura 5.9: Confronto tra lo spettro acquisito e lo spettro del tungsteno calcolato

a 2400 K, nell’intervallo 400-900 nm

stato possibile determinare la risposta spettrale del sistema oltre i 900 nm a

causa della presenza delle righe di assorbimento dell’acqua vicino a 1400 nm,

le quali influenzano la curva di risposta.

In fig. 5.9 è mostrato lo spettro acquisito della lampada al tungsteno,

confrontato con lo spettro di emissione calcolato con la (5.1), nell’intervallo

spettrale 400-900 nm. La curva di risposta spettrale del sistema, ottenuta dal

rapporto tra lo spettro acquisito nell’intervallo 400-900 nm e quello di corpo

grigio calcolato è mostrata in fig. 5.10.

5.3 Analisi temporale

Utilizzando dei campioni di nanocristalli di Bi2S3 dispersi in toluene è stato

possibile rivelare segnali fotoindotti nel visibile e nel vicino infrarosso. In fig.

5.11 sono mostrati dei grafici dell’intensità trasmessa in funzione del tempo

ottenuti con un campione di Bi2S3, con il reticolo a ordine zero e a risoluzioni

temporali di 1 µs/div, 200 ns/div, 100 ns/div e 20 ns/div. Le tracce blu

rappresentano i segnali, mentre la traccia viola rappresenta il segnale di trigger

del laser. In fig. 5.11 sono invece mostrati dei grafici di intensità trasmessa


60 5.3. ANALISI TEMPORALE

Figura 5.10: Risposta spettrale del sistema nell’intervallo 400-900 nm

Figura 5.11: Segnali nel dominio del tempo ottenuti con un campione di

nanocristalli di Bi2S3


5.3. ANALISI TEMPORALE 61

Figura 5.12: Segnali nel dominio del tempo ottenuti con un campione di

nanocristalli di Bi2S3, a diverse lunghezze d’onda di probe

in funzione del tempo ottenuti con lo stesso campione, alle lunghezze d’onda

di 580, 600, 650 e 700 nm. Tutti i grafici mostrano i segnali risolti con una

scala temporale di 40 ns/div. Il fatto che sotto l’eccitazione del fascio di

pump il campione si degradasse in modo abbastanza rapido non ha consentito

l’acquisizione di segnali ben definiti, la quale sarebbe stata possibile con tempi

di acquisizione più lunghi che avrebbero migliorato il rapporto segnale/rumore.

La piccola ampiezza dei segnali (dell’ordine del mV) può essere attribuita alle

dimensioni ristrette della zona eccitata del campione. Ciò è dovuto al fatto che

per riuscire a rivelare segnali fotoindotti è stato necessario focalizzare il fascio

laser sul piano focale del campione, aumentando l’intensità dell’eccitazione a

spese dell’estensione della zona pompata e quindi del segnale fotoindotto.

Anche la breve durata degli impulsi (300 ps), raffrontata al più piccolo

periodo di ripetizione (1 ms, alla frequenza massima di 1 kHz), potrebbe aver

contribuito a dar luogo a questo problema.

Purtroppo non è stato possibile acquisire segnali fotoindotti nel medio

infrarosso, probabilmente a causa dei motivi appena discussi.


62 5.4. SENSIBILITÀ DELL’APPARATO

5.4 Sensibilità dell’apparato

Come è stato detto nella sezione 2.3, la sensibilità temporale degli esperimenti

con probe CW è data dalla risoluzione temporale dei rivelatori utilizzati. Di

conseguenza, per quanto riguarda l’analisi dei segnali nel visibile e nel vicino

infrarosso, la risoluzione temporale risulta essere di 10 ns (quella dei fotodiodi

New Focus 1801 e 1811). Riguardo l’analisi dei segnali nel Mid-IR effettuate

col detector Judson Technologies J15D12, poiché la sua larghezza di banda è

di 1 MHz, la risoluzione temporale risulta essere di 1 µs.

Dal punto di vista della trasmissione differenziale, la quale si ricava dal-

l’eq. (2.9), si può dire che l’apparato realizzato è capace di rivelare variazioni

di ∆T/T dell’ordine di 10−4, in quanto sono stati rivelati, per mezzo del-

l’oscilloscopio, segnali fotoindotti con intensità pari a frazioni di mV, a fronte

dell’intensità di 1.8 V prodotta dal probe CW.


Capitolo 6

Conclusioni

In questo lavoro di tesi è stato progettato e testato un sistema di spettro-

scopia ottica di assorbimento transiente che rende possibile lo studio delle

proprietà di assorbimento da stato eccitato di campioni nanostrutturati, in

funzione della lunghezza d’onda e del tempo. Lo studio di queste proprietà

è fondamentale nelle applicazioni fotovoltaiche e di fotocatalisi. Per queste è

determinante conoscere la durata temporale degli stati di carica prodotti in se-

guito all’eccitazione dei nanocristalli, dovuta all’interazione con la radiazione

solare.

I vantaggi che derivano dalla realizzazione di questo esperimento sono

principalmente i seguenti:

possibilità di studiare fenomeni di assorbimento da stato eccitato in fun-

zione della lunghezza d’onda e del tempo con un setup semplice e di

piccole dimensioni;

intervallo di lunghezze d’onda investigabile che spazia dal visibile al

medio infrarosso;

fenomeni transienti osservabili su scale di tempo lunghe (ms);

risoluzione temporale di 10 ns per VIS/NIR e 1 µs per il medio infrarosso;

possibilità di rivelare variazioni di trasmissione differenziale dell’ordine

di 10−4 (nel visibile e nel vicino infrarosso).

Possibili miglioramenti al sistema potrebbero consistere nell’utilizzo di:

63

64

specchi parabolici con superfici in argento, i quali mostrano valori di

riflettanza maggiori nel visibile rispetto a quelli ottenibili con superfici

in oro;

laser con maggior durata temporale degli impulsi e con un fascio us-

cente energeticamente più intenso e di sezione maggiore rispetto a quello

utilizzato, con il quale è possibile aumentare la superficie eccitata del

campione.


Appendice A

Dispersione della luce

A.1 Reticolo di diffrazione

Un reticolo di diffrazione consiste in una superficie piana o concava di larghezza

W , sulla quale è realizzato un gran numero di incisioni verticali molto vicine, le

quali sono distanti l’una dall’altra una lunghezza d, chiamata passo del reticolo.

Se il numero di tratti incisi è pari a N , risulta quindi W = Nd. Nel caso di un

reticolo piano, la luce proveniente da una fenditura verticale di apertura a viene

trasmessa o riflessa dalla struttura periodica dei tratti. Essi si comportano

come un gran numero di sorgenti coerenti e, per ogni data lunghezza d’onda,

i fasci secondari da loro emessi interferiscono costruttivamente a certi angoli e

distruttivamente ad altri. I fronti d’onda che interferiscono sono poi focalizzati

su uno schermo, dando luogo alle immagini della fenditura, le quali appaiono

sul piano focale nelle posizioni corrispondenti agli angoli per i quali si ottengono

i massimi di interferenza [16].

A.1.1 Condizioni di massimo

Ricaviamo ora le condizioni di massimo. La fig. A.1 mostra un’onda piana

incidente a un angolo i, rispetto alla normale alla superficie, su un reticolo

a riflessione. La differenza di cammino ∆ tra i contributi provenienti da due

incisioni adiacenti, diffratta ad un angolo θ, è

∆ = d(sin i+ sin θ) (A.1)

65

66 A.1. RETICOLO DI DIFFRAZIONE

Figura A.1: Reticolo a riflessione

Affinché la (A.1) coincida con la condizione di massimo di interferenza, ∆ deve

essere pari a un numero intero n di lunghezze d’onda λ. Perciò, la condizione

di massimo risulta essere

∆ = d(sin i+ sin θ) = nλ (A.2)

dove n è chiamato numero d’ordine. A ordine zero si ottiene riflessione specu-

lare, perciò l’angolo di riflessione θ risulta essere uguale all’angolo di incidenza

i. Differenti massimi, corrispondenti ad una data λ ma a diverso angolo θ,

corrispondono a differenti ordini n [16].

A.1.2 Dispersione angolare

Differenziando l’eq. (A.2) si ottiene la dispersione angolare

dθ

dλ=n

dcos θ (A.3)

la quale rappresenta l’ampiezza dell’angolo entro cui vengono separate due

lunghezze d’onda adiacenti che differiscono tra loro di un intervallo dλ [16].

A.1.3 Potere risolutivo

Per il criterio di Rayleigh, due righe spettrali adiacenti sono considerate risolte

se il massimo dell’una coincide con il minimo dell’altra. Matematicamente, tale

criterio si esprime con il potere risolutivo R. Si può dimostrare che

R = nN (A.4)


A.2. MONOCROMATORE 67

Figura A.2: Geometria di un reticolo con angolo di blaze

dove N rappresenta il numero di tratti illuminati del reticolo [16].

A.1.4 Reticolo con angolo di blaze

Un reticolo con angolo di blaze è realizzato in modo da produrre la massima

efficienza entro un determinato intervallo di lunghezze d’onda. Il massimo

dell’efficienza è ottenuto in corrispondenza della lunghezza d’onda di blaze λB,

mentre si riduce al 60-70% in corrispondenza di lunghezze d’onda pari a 2/3

λB e 3/2 λB. Tipicamente, un reticolo di questo tipo consiste in una lastrina in

vetro sulla quale viene depositato un sottile film di alluminio. Il film viene poi

inciso con dei tratti obliqui, paralleli tra loro, che danno luogo ad un profilo

a dente di sega. L’inclinazione dei tratti rispetto al piano del reticolo è data

dall’angolo di blaze θB. In fig. A.2 è illustrata la configurazione tipica di questo

sistema dispersivo, dove sono indicati con FN, GN, α e β rispettivamente la

normale alla superficie dei tratti, la normale al piano del reticolo, l’angolo di

incidenza rispetto a GN e l’angolo di riflessione rispetto a GN [16], [17].

A.2 Monocromatore

Il monocromatore è uno strumento che forma l’immagine della fenditura d’en-

trata in un piano focale d’uscita, alle lunghezze d’onda presenti nella sorgente

luminosa. Tra le varie configurazioni con cui può essere realizzato questo sis-

tema, una delle più comuni è la configurazione Czerny-Turner, il cui schema

è riportato in fig. A.3. Tale configurazione prevede due specchi concavi, M1


68 A.2. MONOCROMATORE

Figura A.3: Configurazione Czerny-Turner

e M2. M1 collima il fascio proveniente dalla fenditura d’ingresso sul reticolo

di diffrazione. La luce diffratta è poi focalizzata da M2 sulla fendituta d’us-

cita del monocromatore, in corrispondenza della quale può essere installato il

sensore di un rivelatore.

A.2.1 Banda passante

La banda passante (BP) è l’intervallo spettrale più piccolo che il monocro-

matore può isolare. Trascurando le aberrazioni del sistema e la larghezza del

reticolo, possiamo ricavare la banda passante come

BP wdλ

dx·max(Win,Wout) (A.5)

dove indichiamo con Win e Wout rispettivamente la larghezza della fenditura

d’entrata e quella della fenditura d’uscita del monocromatore. Sperimental-

mente, la banda passante è definita come la larghezza a mezza altezza del

profilo spettrale acquisito utilizzando una sorgente monocromatica [17].


Appendice B

Laser

B.1 Funzionamento

Un dispositivo laser, acronimo di Light Amplification by Stimulated Emis-

sion of Radiation, è uno strumento che emette luce amplificata e coerente

per emissione stimolata, il cui meccanismo è stato descritto nella sezione 2.1.

Condizione necessaria per dar luogo all’effetto laser è l’inversione di popo-

lazione. Infatti, in condizioni di equilibrio e in assenza di perturbazioni esterne,

lo stato fondamentale è maggiormente popolato di elettroni rispetto a quan-

to lo sia il livello a maggior energia. Per invertire questa situazione, occorre

eccitare il sistema verso il livello più alto mediante un opportuno sistema di

pompaggio.

In fig. B.1 sono illustrate in modo schematico le fasi di funzionamento di

un dispositivo laser in continua (CW). Il mezzo attivo costituisce la regione

del dispositivo entro la quale si verificano la condizione di inversione di popo-

lazione e l’emissione stimolata. Il sistema di pompaggio eccita il mezzo attivo,

dando luogo all’inversione di popolazione (fase 1). Durante il pompaggio, parte

degli elettroni rilassa verso lo stato fondamentale, svuotando il livello E2 ed

emettendo fotoni per emissione spontanea. I fotoni generati si propagano al-

l’interno del mezzo attivo e subiscono riflessioni multiple per mezzo di due

specchi, uno dei quali è riflettente (in rosso) e l’altro semiriflettente (in aran-

cio). La funzione di quest’ultimo è quella di consentire la trasmissione di una

parte del fascio verso l’esterno (fase 2). Lo spazio tra gli specchi definisce la

69

70 B.1. FUNZIONAMENTO

Figura B.1: Schema di funzionamento di un dispositivo laser

cavità risonante del laser, che rappresenta la regione entro la quale la luce

subisce le riflessioni multiple, attraversando di volta in volta il mezzo attivo.

Durante tali riflessioni, i fotoni stimolano l’emissione di radiazione da parte

degli elettroni che si trovano nel livello pompato, amplificando l’intensità del

fascio (fase 3). In queste fasi, per le quali il sistema di pompaggio è sempre

attivo, coesistono i fenomeni di popolamento (dovuto al pompaggio ottico) e di

svuotamento (dovuto sia all’emissione stimolata che a quella spontanea) che,

una volta bilanciati, fanno s̀ı che si raggiunga una condizione stazionaria, per

la quale il fascio mantiene la sua intensità costante nel tempo (fase 4).

Nei laser impulsati, il fascio di luce uscente non ha un’intensità costante nel

tempo, bens̀ı è caratterizzato da impulsi di durata specifica ed elevata potenza.

I meccanismi con i quali è possibile ottenere un laser impulsato sono moltepli-

ci, uno dei quali è la tecnica del Q-switch. Tramite questa tecnica, il fascio

viene spento ed acceso in maniera periodica, rispettivamente incrementando e

riducendo le perdite di energia all’interno della cavità risonante. Nel fare ciò,

gioca un ruolo centrale il fattore di qualità Q, definito come il rapporto tra l’en-

ergia immagazzinata e l’energia persa all’interno della cavità risonante in un

certo intervallo di tempo. Il valore di Q viene modulato nel tempo per mezzo

di un materiale assorbitore, posto tra il mezzo attivo e lo specchio semiriflet-

tente, le cui proprietà di assorbimento variano con la stessa frequenza con cui


B.2. LASER ND:YAG 71

Figura B.2: Livelli energetici del cristallo Nd:YAG [18]

si vuole impulsare il fascio laser. Pompando il sistema in maniera costante nel

tempo, durante la fase di maggior perdita il mezzo attivo immagazzina energia

attraverso l’inversione di popolazione. Riducendo le perdite di energia, i livelli

pompati si svuotano quasi simultaneamente, dando luogo al rilascio di una

grande quantità di energia con l’emissione di un impulso di elevata intensità e

breve durata [18].

B.2 Laser Nd:YAG

Il laser Nd:YAG è un dispositivo a stato solido che usa come mezzo attivo un

cristallo di Ittrio e Alluminio, drogato al Neodimio, i cui livelli energetici sono

mostrati in fig. B.2. Il mezzo attivo è generalmente pompato da una lampa-

da a flash o, più semplicemente, da un diodo laser a 808 nm. Quest’ultima

configurazione consente di ottenere una sorgente laser compatta e di piccole

dimensioni.

L’output di questo dispositivo consiste in una riga laser nel vicino infrarosso

a 1064 nm. Per mezzo di opportuni cristalli ottici nonlineari che raddoppiano

o triplicano la frequenza, si possono ottenere, rispettivamente, la riga verde a

532 nm e quella ultravioletta a 355 nm [18].


72 B.2. LASER ND:YAG


Appendice C

Rivelazione dei segnali

C.1 Caratteristiche di un rivelatore

Un rivelatore o detector di luce ha la funzione di convertire il flusso luminoso

che lo investe in un segnale elettrico. Ciò che determina l’efficienza di un

rivelatore sono l’efficienza quantica η, la responsività ρ e il tempo di risposta

τRC , le quali sono discusse di seguito.

C.1.1 Efficienza quantica

Si definisce efficienza quantica la probabilità che un singolo fotone incidente

sul dispositivo generi una coppia di portatori di carica (coppia elettrone-buca).

Tale probabilità è ottenuta dal rapporto tra il flusso di carica generato dai

portatori carichi e il flusso di fotoni incidenti.

Poiché non tutti i fotoni che attraversano il detector sono in grado di gener-

are delle coppie elettrone-buca, l’efficienza quantica è sempre compresa tra 0

e 1. Inoltre, η dipende dalla lunghezza d’onda della luce incidente, in quanto

il coefficiente di assorbimento del mezzo di cui è fatto il detector è funzione di

λ.

Se il rivelatore è un detector a semiconduttore, i fotoni con energia E

minore dell’energia Eg del gap del semiconduttore non producono portatori di

carica. Poiché la lunghezza d’onda relativa a Eg si ricava da

λg =hc

Eg(C.1)

73

74 C.1. CARATTERISTICHE DI UN RIVELATORE

dove h e c sono rispettivamente la costante di Planck e la velocità della luce,

le lunghezze d’onda per le quali il rivelatore inizia a non produrre segnale in

uscita sono tutte quelle λ maggiori di λg. Per questo motivo, λg viene chiamata

lunghezza d’onda di cutoff.

Un calo di efficienza quantica è presente anche a lunghezze d’onda piccole.

Infatti, per λ sufficientemente piccole, il rivelatore inizia a non produrre segnale

in uscita perché molti fotoni sono assorbiti vicino alla superficie del dispositivo,

zona in cui i tempi di ricombinazione delle coppie elettrone-buca risulta

UNIVERSITA DEGLI STUDI DI CAGLIARI F S M F N C L M ...per unit a di tempo dP 21=dtche il sistema...

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