第六章无多普勒展宽光谱技术
纳米科学与技术第六章b-1
• 许多纳米微粒，例如，ZnO，Fe2O3和TiO2等， 对紫外光 紫外光有强吸收作用， 紫外光 • 而微米级的TiO2对紫外光 紫外光几乎不吸收。 紫外光 • 这些纳米氧化物对紫外光的吸收主要来源于它 纳米氧化物对紫外光的吸收主要来源于它 们的半导体性质， 们的半导体性质 • 即在紫外光照射下，电子被激发，由价带向导 价带向导 带跃迁引起的紫外光吸收。 带跃迁
• Polyhedral Silver Nanocrystals with Distinct Scattering Signatures Peidong Yang
•银多面体纳米 晶由于等离子 体共振吸收峰 变化导致散射 的颜色发生变 化.
立方
截角立方 八面体
截角八面体 立方八面体
UV/Vis spectra of colloidal dispersions.
• 二、表面效应 • 由于纳米微粒颗粒小，大的表面张力使晶格畸 大的表面张力使晶格畸 晶格常数变小。 变，晶格常数变小
• 已经证明：5nm Ni点阵参数比常规块体收缩2.4%。
• 对纳米氧化物和氮化物微粒研究表明： • 表面层第一近邻和第二近邻的距离变短。 • 键长的缩短 导致纳米微粒的键本征振动频率增 键长的缩短导致纳米微粒的键本征振动频率 导致纳米微粒的 键本征振动频率增 大，结果使红外光吸收带移向了高波数 高波数。蓝移 高波数
• 纳米微粒的光学特性主要表现为如下几方面： • (1)宽频带强吸收 • 大块金属具有不同颜色的光泽。表明对可见光 (各种颜色或波长)的反射和吸收能力不同。 • 而当尺寸减小到纳米级时，各种金属纳米微粒 当尺寸减小到纳米级时， 当尺寸减小到纳米级时 几乎都呈黑色。它们对可见光的反射率 反射率极低。 几乎都呈黑色 反射率 • 例如：铂金 铂金纳米粒子的反射率为1％，金 纳米 铂金 金 粒子的反射率小于10％。 • 这种对可见光低反射率、强吸收率 可见光低反射率、 可见光低反射率 强吸收率导致粒子变 变 黑。
谱线宽度、展宽
2012-1-21 9
自然加宽的线型函数为：
γ 1 g (ν ) = 2 2 4π γ 2 + (ν −ν 0 ) 4π
这种函数称为洛仑兹函数 当ν = ν 0时，g (ν )取最大值 g max = 4
γ
10
2012-1-21
1 谱线宽度：峰值降到 大小处所对应的波长范围。 2 自然加宽谱线宽度＝右侧半峰值波长－左侧半峰值波长 1 1 2 γ ′) = 2 g (ν = g max = 2 γ 4π γ 2 2 + (ν ′ −ν 0 ) 4π ⇒ ⇒ ⇒
−∞ +∞ +∞
= n2 A21 结论：谱线加宽对自发辐射没有影响
2012-1-21 12
（2） 受激辐射情况 爱因斯坦受激辐射系数： c3 c3 A21 (ν ) B21 = A21 = 3 8π hν 8π hν 3 g (ν ) ∴ B21 (ν ) = B21 g (ν ) 将受激辐射系数看成频率ν 的函数 受激辐射跃迁几率： W21 (ν ) = B21 g (ν )ω (ν )
2012-1-21
2
（2） 线型函数g(ν ) 以光强的相对值为纵坐标，以频率为横坐标， 所得光强分布曲线——线型函数g(ν ) 定义：总辐射功率为I0的光谱中，落在频率ν ～ν + dν 范 围内的辐射功率与总功率之比值随频率的分布情况。 g (ν ) = I (ν ) I0
+∞
归一化条件：
+∞
∴ 简并度 = 2S + 1 = 1 ∴ J = L+S = 2 ∴ 原子的状态符号为： 1s3d D2
1
2012-1-21 23
（2） 两电子自旋方向相同 1 1 S = s1 + s2 = + = 1 2 2 L = l1 + l2 = 0 + 2 = 2 ∴ 简并度 = 2S + 1 = 3 ∴ J = L + S、L + S − 1、.... L − S = 3、、 21 ∴ 原子的状态符号为： 1s3d 3 D3 、 3d 3 D2、 3d 3 D1 1s 1s
光谱线及谱线展宽分析课件
在荧光光谱、拉曼光谱等生物成像技术中，谱线 展宽是影响成像质量和分辨率的重要因素。
3
生物代谢过程研究
利用谱线展宽可以研究生物体内代谢产物的变化 ，有助于深入了解生物代谢过程和生理机制。
04
谱线展宽的未来发展
谱线展宽研究的新方法
01
谱线展宽的量子力学方法
利用量子力学原理，模拟和预测谱线展宽的机制和规律，提高预测精度
光谱线及谱线展宽分析课件
目录 CONTENTS
• 光谱线基础 • 谱线展宽分析 • 谱线展宽的应用 • 谱线展宽的未来发展 • 谱线展宽的实际案例
01
光谱线基础
光谱线的定义
总结词
光谱线是指光谱中特定波长的光束，是原子或分子能级跃迁时释放的能量。
详细描述
光谱线是光谱分析中的基本单位，表示原子或分子在特定波长范围内的能量辐 射。这些线状的辐射特征与原子或分子的能级结构密切相关，是研究物质性质 的重要手段。
05
谱线展宽的实际案例
太阳光谱线的分析
太阳光谱线是太阳光经过大气层时产 生的吸收线，通过对这些谱线的分析 ，可以了解太阳大气中的元素组成和 温度分布。
通过对太阳光谱线的测量和分析，科 学家们发现太阳大气中存在许多元素 ，如氢、氦、钙、铁等，这些元素的 存在和分布对太阳的物理性质和演化 过程有重要影响。
光谱线的形成
总结词
光谱线的形成是由于原子或分子的能级跃迁，当原子或分子吸收或释放能量时， 会产生光谱线的辐射或吸收。
详细描述
原子或分子在吸收或释放能量时，其内部的电子能级会发生跃迁。这种跃迁过程 会伴随着光子的发射或吸收，形成特定波长的光谱线。根据跃迁的性质和能量差 值，可以确定光谱线的位置和强度。
光谱线展宽的物理机制
光谱线展宽的物理机制 -CAL-FENGHAI-(2020YEAR-YICAI)_JINGBIAN光谱线展宽的物理机制摘要本文首先介绍了原子光谱的形成和原子谱线的轮廓，以及用来定量描述谱线轮廓的三个物理量——谱线强度、中心频率和谱线半高宽。
接下来对光谱线展宽的各种物理机制作了定性或定量地分析。
详细地推导了谱线的自然展宽、多普勒展宽（高斯展宽）和洛伦兹展宽的半高宽公式。
并推导出了佛克脱半高宽、多普勒半高宽和洛伦兹半高宽之间的关系式。
给出了赫鲁兹马克展宽（共振展宽）的半高宽公式。
定性地分析了谱线的自吸展宽。
以类氢离子为例说明了同位素效应引起的同位素展宽。
定性地分析了原子的核自旋对谱线宽度的影响。
说明了在有外电场或内部不均匀强电场存在的情况下谱线会产生斯塔克变宽，在有外磁场存在的情况下谱线会产生塞曼变宽。
最后对光谱线展宽的各种物理机制做了一个简单的总结，指出光谱线展宽的实质是光的频率发生了变化，各种新频率光的叠加导致了光谱线的展宽。
并说明了对光谱线展宽的物理机制的研究，在提高光的单色性和物理量测量等方面具有重要的意义。
关键词：谱线展宽；物理机制；谱线轮廓；半高宽THE PHYSICAL MECHANISM OF SPECTRAL LINEBROADENINGABSTRACTFirstly, we introduce the formation of atomic spectrum and the outline of atomic spectral line in this paper, as well as three physical quantities—intensity of spectral line, center frequency and half width of spectral line profile which are used to describe spectral line profile quantitatively.Next we analyze various physical mechanism of spectral line broadening qualitatively or quantitatively. The natural half width of spectral line, half width of Doppler spectral line profil e (Gaussian spectral line profile) and half width of Lorentz spectral line profile are derived detailedly. And the relationship of half width of Voigt spectral line profile, half width of Doppler spectral line profile and half width of Lorentz spectral line profile is also derived detailedly. We introduce Holtsmark broadening (resonance broadening) and give half width of Holtsmark spectral line profile. It is introduced qualitatively how the Self-absorption broadening affects spectral line profile. Taking Hydrogenic ions for an example, we explain isotope broadening caused by Isotope effect. Spectral line broadening caused by nuclear spin is analyzed qualitatively. Stark effect can cause Stark broadening when there is external electric field or internal non-uniform strong electric field, and Zeeman effect can cause Zeeman broadening when there is external magnetic field.Finally, we make a summary on the physilcal mechanism of spectral line broadening, pointing out spectral line broadening is essentially a change in the frequency of spectral lines, and superposition of various spectral lines having a new frequency component leads to spectral linebroadening. The study on the physilcal mechanism of spectral line broadening has very important significance in many aspects, for example, the improving of spectral line's monochromaticity,the measurement of physical quantities and so on.KEY WORDS: spectral line broadening; physical mechanism; spectral Line profile; half width前言 (1)第一章原子谱线的轮廓 (2)§1.1 原子发光机理和光谱线的形成 (2)§1.2 原子谱线的轮廓 (2)第二章光谱线展宽的各种物理机制 (4)§2.1 自然宽度 (4)§2.2 多普勒展宽 (5)§2.3 洛伦兹展宽 (7)§2.4 赫鲁兹马克展宽 (9)§2.5 自吸展宽 (9)§2.6 佛克脱谱线宽度 (10)§2.7 谱线的超精细结构 (12)§2.7.1 同位素效应 (12)§2.7.2 原子的核自旋 (13)§2.8 场致变宽 (14)§2.8.1 斯塔克变宽 (14)§2.8.2 塞曼变宽 (15)总结 (17)参考文献 (18)致谢 (20)无论是原子的发射线轮廓或是吸收线轮廓，都是由各种展宽因素共同作用而成的。
多普勒谱线展宽
2. 多普勒谱线展宽谱线展宽主要有自然展宽、碰撞展宽和多普勒展宽;多普勒展宽直接于气体分子速度分布律有关,这一效应首先被里普奇Lippich 在1870年提出,瑞利经过多年研究得到定量公式;下面就导出多普勒谱线型函数;假设发出激光的原子静止时其发光频率为0υ,当原子以x v 的速度沿x 轴向“接受器”运动时,由于多普勒效应使得“接受器”收到的频率为：⎪⎭⎫ ⎝⎛+≈-=c cx x υυυυυ1100 14 由于不同原子的x v 不同,所以“接受器”收到的是不同频率的光,使得激光谱线以0υ为中心被展宽;由麦克斯韦速度分量分布律可以得到,速度x 分量在x v —x x dv v +的分子数比率为：()x kT mv x x M dv e kT m dv v f x 22122-⎪⎭⎫ ⎝⎛=π 15 令()υg 代表其辐射频率落在υ附近单位频率间隔内的发光原子数比率,则有()()x x M dv v f d g =υυ()υg 与辐射强度()υI 成正比;将c v x 00υυυ-=和υυd c dv x 0=代入15式,可得 ()()()υπυυυυυυd e kT m cd g kT mc 2020222--= 式中()υg 就是多普勒展宽的线型函数;下面看一个例子;例1：试由来自星体的光谱线或多普勒宽度确定星体的温度;解： 静止原子由激发态回到基态发出的光波的频率0ν决定于两个态的能级差：E h ∆=0ν,h 为普朗克常数;由于原子在运动,因而发射出来的光的频率不再是0ν而是一个分布,也就是谱线增宽了;一个以速度v 运动的原子,沿x 轴发射的光的频率ν与0ν及x v 的关系为)1(0cv x -=νν, x v c =-)(00ννν 式中c 为光速;横向产生的多普勒效应比纵向小得多而可以忽略;由于在νννd +→之间的光强ννd I 与速度分量在x x x dv v v +→之间的原子数目X dN 成正比,即x v CdN dv I =由麦氏分布律x kT mv dv e kT m d x 2/2/12)2(-⋅=πN N 因而dv e I dv I kT mc v 2002)(20ννν--=上式表示原子发光的强度,由于多普勒效应引起的谱线强度按频率的分布,分布函数随频率变化的曲线如图1所示,图1 原子光谱中0υ谱线的多普勒加宽它是对0v 的一个对称分布曲线;物理上定义与谱线极大值I 0的一半相对应的两个频率2v 与1v 之差v ∆称为谱线的宽度这里也称为多普勒线宽;由21)(20002==--νννkT mc v e I I 解得 2/1202ln 21⎥⎦⎤⎢⎣⎡±=mc kT νν 所以2/12012)2ln 2(2kT mcνννν=-=∆ 由上式可知,多普勒宽度ν∆与原子的质量m 及原子所处系统的温度T 有关;若由实验测得了来自星体原子光谱的多普勒宽度ν∆及原子的质量m 就可知道星体的温度T ：k n mc 2022281)(νν⋅∆=T。
新激光第六章激光器模式选择技术PPT课件
实现模式匹配需要对激光器的结构参数进行调整，如改变反射镜的曲率半径、调整激光介 质的折射率分布等。同时，还需要对激光器的工作条件进行优化，如控制泵浦源的功率、 调整冷却水的温度等。
模式稳定性分析
01
模式稳定性定义
模式稳定性是指激光器在长时间运行过程中，输出光束模式的稳定性和
一致性。
02 03
80%
法布里-珀罗标准具
一种具有极高光谱分辨率的光学 滤波器，可用于精确选择特定波 长的纵模。
100%
光纤光栅
利用光纤光栅的波长选择性反射 特性，实现特定波长的纵模选择 。
80%
声光调制器
通过声光效应改变谐振腔内光场 的分布，从而控制特定纵模的增 益或损耗。
03
激光器横模选择技术
横模产生原因及影响
采取隔离措施，如使用隔震平 台、减少外部振动对激光器的 影响，以及降低环境温度波动 等，可以提高激光器的模式稳 定性。
采用自适应控制技术
通过自适应控制技术，如自适 应光学系统或电子控制系统， 可以实时监测并调整激光器的 输出光束模式，以保持其稳定 性和一致性。
05
新型激光器模式选择技术探讨
微纳激光器模式选择技术
纵模影响
多个纵模同时存在会导致激光输 出光谱展宽、功率不稳定、光束 质量下降等问题。
纵模选择方法
被动选择法
利用谐振腔的自然选模特性，通过调 整腔长、反射镜反射率等参数实现纵 模选择。
主动选择法
在谐振腔内引入额外的光学元件或非 线性效应，主动控制特定纵模的增益 或损耗，实现纵模选择。
典型纵模选择器件
量子点模式选择
01
通过控制量子点的尺寸、形状和组成，实现量子点激光器的模
多普根展和多普勒频移在光谱分析中的应用
或 表 示成 波长 形式
≈ 。 一 ｏ） １ ｓ ｃ 日
布 ， 度 在 到 ＋ ｄ 之 间 的 粒 子 数 为 速
＝
式 中： ０为 辐射 粒子 运 动方 向和 观察 方 向的 夹角 。ｃ Ｕ 和 是
未 漂 移 的 频 率 和 波 长 。 如 果 辐 射 粒 子 速 度 满 足 Ｍａ ｗｅ 分 ｘ ｌ １
唧
由此得 谱 线 的半 高 全宽 为
（＋ ｏ） １ ｃ０ ｓ
△一 ＝ （ ）Ａ ＝ （ ｌ） ２ ２ ２ ｎ １ 。 ｎ ２ （ ２ ） △ ＝ （ ）Ａ ＝ （ ｌ） 一 ２ ２ ２ ２ ｎ １ 。 ｎ ２
因此 ， 只要 得 出谱 线 的半高 全 宽就 可 以得 出辐 射粒 子 的温 度 。 １ ２ 多 普 勒 频 移 ． 多普 勒频 移 归 因 于 辐 射 粒 子 具 有 一 个 整 体 非 随 机 的 流 速 ， 其在 某一 特 定 的方 向。假 定粒 子 速 度满 足 Ｍａ ｗｅ 分 尤 ｘ ｌ １
６８ ６
光 谱 学 与 光 谱 分 析
第２ ２卷
＝
ｆ
唧卜 Ｊ 一 ｃＪ ｐ ｌ ¨ ｏ ｌ 一 ｓ
（２ １）
假 定 在我 们 的观测 方 向 ， 定 时间 内 ， 一 反射 回等离 子体 中 性 粒子 速 度分 布近 似满 足 麦克 斯 韦分 布 ， 根据 上 面 的分析 ， 这 部分 中性 氢 原子 辐 射线 形 为高 斯 型 线 形 分 布 ， 由多 普 勒 展 宽 △ 。可 求 得 丁， Ａ 由多 普勒 频 移 Ａ— Ａ 得 到辐射 粒 子定 向流
析仪（ ０ ， ） 量 ＨＴ一Ｍ 托卡 马克 限制 器前 Ｈ口线形 分 布 ， Ｉ 测 Ａ ６ 通过 高斯 拟合 由多普 勒 展宽 和多 普勒 频 移分 别 得 出等离 子 体离 子温 度 和粒 子入 射速 度 。 主题 词 多 普勒 展宽 ； 多普 勒 频移 ； 高斯 拟合
多普勒谱线展宽
2. 多普勒谱线展宽谱线展宽主要有自然展宽、碰撞展宽和多普勒展宽。
多普勒展宽直接于气体分子速度分布律有关，这一效应首先被里普奇（Lippich ）在1870年提出，瑞利经过多年研究得到定量公式。
下面就导出多普勒谱线型函数。
假设发出激光的原子静止时其发光频率为0υ，当原子以x v 的速度沿x 轴向“接受器”运动时，由于多普勒效应使得“接受器”收到的频率为：⎪⎭⎫ ⎝⎛+≈-=c cx x υυυυυ1100 （14） 由于不同原子的x v 不同，所以“接受器”收到的是不同频率的光，使得激光谱线以0υ为中心被展宽。
由麦克斯韦速度分量分布律可以得到，速度x 分量在x v —x x dv v +的分子数比率为：()x kT mv x x M dv e kT m dv v f x 22122-⎪⎭⎫ ⎝⎛=π （15） 令()υg 代表其辐射频率落在υ附近单位频率间隔内的发光原子数比率，则有()()x x M dv v f d g =υυ()υg 与辐射强度()υI 成正比。
将c v x 00υυυ-=和υυd c dv x 0=代入（15）式，可得 ()()()υπυυυυυυd e kT m cd g kT mc 2020222--= 式中()υg 就是多普勒展宽的线型函数。
下面看一个例子。
例1：试由来自星体的光谱线或多普勒宽度确定星体的温度。
解： 静止原子由激发态回到基态发出的光波的频率0ν决定于两个态的能级差：E h ∆=0ν,h 为普朗克常数。
由于原子在运动，因而发射出来的光的频率不再是0ν而是一个分布，也就是谱线增宽了。
一个以速度v 运动的原子，沿x 轴发射的光的频率ν与0ν及x v 的关系为)1(0cv x -=νν， x v c =-)(00ννν 式中c 为光速。
横向产生的多普勒效应比纵向小得多而可以忽略。
由于在νννd +→之间的光强ννd I 与速度分量在x x x dv v v +→之间的原子数目X dN 成正比，即x v CdN dv I =由麦氏分布律x kT mv dv e kT m d x 2/2/12)2(-⋅=πN N 因而dv e I dv I kT mc v 2002)(20ννν--=上式表示原子发光的强度，由于多普勒效应引起的谱线强度按频率的分布，分布函数随频率变化的曲线如图1所示，图1 原子光谱中0υ谱线的多普勒加宽它是对0v 的一个对称分布曲线。
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第一节 饱和吸收光谱技术
从反射镜反射回的探测光强度近似与入射光相等，即
E 0co t＋ skz
两束光在速度分布曲线N(uz)上烧出两个贝纳特孔， u z 0 / k , u z 0 / k
调谐入射光的频率，使接近布居数速度分布曲线的中 心频率0，于是两孔将在uz=0处合并，其物理含义是两束 光波与uz=0的同一群原子相互作用．其结果是饱和参数S 增大了一倍，光对N(uz＝0)的消耗也将大于uz 0的消耗 ．于是，在吸收曲线()上出现一个吸收系数减小的凹 陷区。
第一节 饱和吸收光谱技术
二、实验技术 1、腔内饱和吸收光谱技术 将分子吸收池放进激光共振腔内，并调谐激光频率．腔 内的驻波激光场就是使分子饱和吸收的两束相反方向的 光场．对激光腔，吸收体是腔的附加损耗，它使激光输 出功率减小．根据上述的饱和吸收原理，当激光频率调 谐到吸收线的中心时，样品的吸收系数减小，激光器的 输出突然增加，因此，这种测量方法非常灵敏． 腔内吸收技术要求被研究的分子的吸收谱线在激光振荡 的调谐范围内，因此能用这种方法进行研究的样品不 多，尽管这种方法简单，灵敏度很高，但它的应用范围 受到了限制
第六章 无多普勒展宽光谱技术
第六章 无多普勒展宽光谱技术
人们关于原子、分子与物质结构的许多知识是从光谱学的 研究中获得的
光谱学技术要求：高灵敏度、高光谱分辨率．
在可见与紫外光谱区，分子有很稠密的电子光谱．谱线之 间的间隔远小于展宽机制所给出的最小间隔，用常规 的光谱方法测量时，测到的是一片准连续的谱带．因 此．反映原子、分子与物质结构更精细结构的信息被 各种光谱展宽机制掩盖起来
第一节 饱和吸收光谱技术
一、兰姆凹陷与饱和吸收 由于辐射衰减，一个静止、孤立的受激原子的辐射线 型为：
g /2 022/4
一个以速度u运动的原子，相对于实验室坐标系发射的
中心频率为0的辐射存在多普勒频移：
/ 0
0ku
则有
g
/2
0ku22/4
第一节 饱和吸收光谱技术
考虑一入射光束与处于热运动的N个二能级原子间的 相互作用，设频率为的单色光沿z方向通过样品池， 原子吸收入射光后从基态1跃迁到激发态2：
第一节 饱和吸收光谱技术
二、实验技术 2、腔外饱和吸收光谱技术 激光线宽应小于样品的多普勒宽度，在可见光谱区，激 光线宽应在MHz以下；调制的泵浦光束引起分子布居数 变化，探测光在被样品 吸收时也感受了调制的 作用．当激光频率接近 被测谱线时，由于 泵浦光的饱和 作用，
第一节 饱和吸收光谱技术
吸收系数将发生变化，因此当调谐入射光束频率扫过被 测跃迁频率时，光电检测器便测量出穿过样品池后调制 的探测光强的变化，经锁相放大器处理，输出无多普勒 展宽的信号
第六章 无多普勒展宽光谱技术
光谱线展宽：自然线宽、碰撞展宽与多普勒展宽等展宽 机制，
原子间的相互作用产生的谱线展宽，即碰撞展宽，可以 通过测量低压气体的谱线来弥补
分子运动的多普勒效应带来的谱线展宽测要采用一些新 的、特殊的光谱技术来解决－无多普勒展宽光谱技 术．第四章中讨论过的外场扫描光谱技术是一种无多 普勒展宽的光谱技术
能级上的分子数为：
Ni
uz
duz
Ni
up
euz
/ up
2
duz
Ni Ni uz duz
up=(2kBT/m)1/2为在绝对温度T下原子的最可几速度，m 为原子质量，KB为玻耳兹曼常数
第一节 饱和吸收光谱技术
可解得：
N 1uz
1
N 1 0uz S
emz 2/u2kBT
0kuz2/22
式中S=B12/R为受激吸收率与驰豫率之比，饱和参数
宽度为01S1/2
0为自然线宽， N2(uz)上 有一对应的凸峰
第一节 饱和吸收光谱技术
饱和吸收无多普勒光谱是通过测量布居数速度分布曲线 上的贝纳特孔来实现的 考察原子吸收截面：
1 2 / c B 1 g 2 0 k u z
吸收系数12与吸收截面12的关系为：
12 12 N N N 1N 2g 1/g2
N 2 u z 1
N 1 0 u z
S
0 k S u z2/2 2 e m z 2 /2 u k B T
0 k u z2 /2 2
第一节 饱和吸收光谱技术
在频率为的单色光作 用下，在N1(uz)的分布 曲线上，有一个以
0/k
中心的“烧孔”－贝 纳
特(Bennet)孔，孔的半
g 0 ku 0 k /2 u 2 2/4
能级1上的粒子数变化为：
d d 1 N t N 1 B 12 g 0 k u z R N 1 0 N 1
第一节 饱和吸收光谱技术
对于稳态情况，可解得：
N 1u z1B 1 2g N 1 0 0 u z ku z/R
对于气体，热平衡时，速度分量在uz-uz+duz间的第i
当 D多普勒 时线 可得宽 ＝ 01 ＋ S 1/2
多普勒线型下降了一个因子 1＋S ，并且与频率无关
第一节 饱和吸收光谱技术
在多普勒线型内处处都下降了一个因子，这说明如果用 一束可调谐激光，使其扫过原子的吸收区，则发现不了 有贝纳恃孔存在．
可采用两束激光．通常将一束波称为泵浦光，另一束 为探测光．对稀薄气体介质，可以通过一个简单方法 来获得这两束激光，即在样品池的一端放置一反射 镜，将入射进样品池的光作为泵浦光，通过样品池后 从反射镜反射回的称为探测光 设泵浦光为：
第一节 饱和吸收光谱技术
这个凹陷与非均匀介质激光器的功率曲线上的凹陷一样， 称为兰姆凹陷，显然兰姆凹陷不受多普勒效应的影响，常 称之无多普勒(Doppler-free)凹陷，经过计算可得吸收系 数的表达式为
s0 1S 2 0 1 0 s2/ 22s/22
式中 0 A 0 e N l x 2 n p 0 2 / D 2 ，是多普勒线型
括号内的表达式表示谱线中心有一个小的兰姆凹陷
第一节 饱和吸收光谱技术
兰姆凹陷位于吸收曲线 () 上＝0处，是两束 激光对同一群分子共同作 用引起吸收饱和的结果， 兰姆凹陷为洛仑兹线型， 半宽度为s，在＝0处， S()降低为S()(1-S0)， 而在离中心较远处则降低 为S()(1-S0/2)。当－ 0> 时，两束光对不同 群分子起饱和作用，就 跑出了凹陷区