Rotació i refrigeració induïda per làser d’un microgroscopi atrapat al buit | comunicacions de natura

Rotació i refrigeració induïda per làser d’un microgroscopi atrapat al buit | comunicacions de natura

Anonim

Temes

  • Làsers, leds i fonts de llum
  • Ciència de materials

Resum

La preparació en estat quàntic d’objectes mesoscòpics és un terreny de joc potent per a dilucidar molts principis físics. El camp de l’optomecànica de les cavitats té com a objectiu crear aquests estats mitjançant el refredament per làser i minimitzant la decoració d’estats. Aquí demostrem l'atac i la rotació òptiques simultànies d'una micropartícula birefringent al buit mitjançant un raig làser de captura polaritzat circularment: un microgroscopi. Mostrem taxes de rotació estables fins a 5 MHz. L’acoblament entre els graus de llibertat de rotació i translació del microgroscopi atrapat condueix a l’observació d’estabilització posicional en efecte refredant la partícula a 40 K. Atribuïm aquest refredament a la interacció entre l’estabilització direccional giroscòpica i el camp d’atrapament òptic.

Introducció

Un control exquisit sobre tots els graus de llibertat d’un objecte macroscòpic és un precursor per explorar les transicions entre el món clàssic i el quàntic. Amb aquest àmbit, el control òptic complet sobre una partícula nano- o microscòpica aïllada al buit és un excés de prova per a aquests estudis, minimitzant de manera crucial la decoració 1 . Aquest sistema promet mesuraments de precisió de forces febles en el límit quàntic únicament restringit per l'amplada de línia homogènia de l'estat terrestre de l'oscil·lador mecànic 2, 3, 4, 5, 6 . Això augmenta la possibilitat d’enredament quàntic entre el camp de llum incident i els modes mecànics d’un oscil·lador atrapat 6, 7, 8, 9, 10, per exemple. A més, hi ha el potencial d’explorar les prediccions de la força de Casimir i la fricció quàntica 11, 12 si aquesta partícula es pot configurar en rotació a velocitats angulars prou altes i situar-se controladament al costat d’una superfície.

A continuació, presentem una micropartícula rotativa levita i atrapada confinada en un potencial òptic, fent-la ben aïllada del medi tèrmic. Estudis anteriors han demostrat que les micropartícules es poden mantenir al buit i després refredar-se a temperatures de mil·lelvina mitjançant esquemes de retroacció "actius" 13, 14 . Tanmateix, incloent els graus rotatius de llibertat 15, 16, podem considerar refredar-se en absència de feedback ‘actiu’, a diferència dels experiments anteriors 13, 14 . Aquest enfocament obre una potent ruta per explorar les fascinants prediccions de fricció quàntica 11, 12, que en última instància pot tenir un profund impacte en els dispositius a escala. Es demostra una rotació controlada d’una sola micropartícula atrapada a pressions de gas de fons que van des de 10 5 Pa (atmosfèriques) fins a 10 −1 Pa, on es van registrar les velocitats màximes de rotació de fins a putrefacció = 5 MHz (augmentant fins a 10 MHz per a curt termini. durades del temps). Observem l’acoblament entre els graus de llibertat de rotació i translació de l’objecte atrapat que condueix al refredament efectiu de les partícules a 40 K en absència de mètodes de refrigeració ‘actius’. Aquesta partícula giratòria pot ser considerada com un giroscopi microscòpic.

Resultats

Transferència AM

Quan un cristall uniaxial birefringent, com ara la vaterita (vegeu els mètodes per a detalls), queda atrapat en un feix polaritzat linealment (LP), l’eix òptic del cristall s’alinearà amb el camp elèctric, que és perpendicular a la direcció de propagació del feix. . A diferència de la llum del LP, un incident de llum polaritzada circular (CP) sobre una partícula birefringent provocarà una rotació de la partícula 17, 18 . Això és causat per la transferència de spin AM del feix a la micropartícula. De fet, la partícula birefringent indueix un retard de fase entre els components ordinaris i extraordinaris del feix invertint el fotó AM (± h per fotó) de la llum CP incident. Si la partícula actua com una placa de mitja ona (λ / 2), la màxima espiració AM es transferirà a la partícula, amb un canvi AM de spin de 2 h per fotó. Tenint en compte la conservació d’energia i AM en aquest procés, es produeix un canvi de freqüència a causa de l’efecte Doppler angular com ( ω 1 - ω 2 ) / 2 = Ω rot = 2 πf rot, on ω 1 i ω 2 són les freqüències angulars de la llum abans i després de passar per la partícula, de forma respectiva, i la otació Ω és la freqüència de gir angular de la partícula 19 . Com a resultat, observem la pallissa òptica a 2Ω putrefacció quan la partícula gira a Ω rot .

Espectres de potència

La figura 1 mostra senyals típics de densitat espectral de potència (PSD) (mesurats per PD i = 1 tal com es defineix a la secció Mètodes) de la llum dispersada d’una partícula atrapada. A la figura 1a, la partícula experimenta un parell de rotació atrapant per un camp de llum LP. A la figura 1b, c es mostren els casos en què la partícula està atrapada per un camp de llum CP a pressions d'1 kPa i 15, 1 Pa, respectivament. A continuació, considerem el PSD definit amb la transformació de Fourier del senyal mesurada per PD i que es denota com a S ( f ). El PSD mesurat a baixes pressions presenta pics de ressonància a les freqüències d’oscil·lació de traducció de f xy i f z corresponents al moviment periòdic de la partícula en les direccions laterals x - y axial z . La figura 1c mostra les freqüències d’oscil·lació de f xy a 660 Hz i f z a 420 Hz per a aquesta partícula específica. A més, el PSD mostra una pulsió òptica a 2 f de putrefacció quan la partícula gira a un ritme de putrefacció (Fig. 1b, c). A la pràctica, també es detecta f rot per causa de la variació del senyal de fotodiodi induït per una petita asimetria òptica de la partícula. Remarquem que els senyals PSD (Fig. 1c) també s’observen harmònics més alts de la freqüència de rotació fonamental de f rot i de freqüència d’oscil·lació translacional de f xy i f z .

Image

( a ) Atrapament òptic per un camp de llum LP (és a dir, sense rotació induïda) a 1 kPa. ( b ) Atrapament òptic per llum CP a 1 kPa que mostra una freqüència òptica de batec a 2 f rotació juntament amb f rot . ( c ) PSD a 15.1 Pa que mostra freqüències de traducció ( f xy, f z ) i rotacional ( f rot ) d'una partícula atrapada.

Imatge a mida completa

Taxa de rotació

Una micropartícula birefringent de filatura atrapada assolirà una freqüència de gir terminal a causa del parell d'arrossegament Stokes, depenent de la mida de les partícules i la viscositat del gas. La viscositat de gas efectiva, experimentada per una micropartícula esfèrica, es pot estimar empíricament a 20

Image

on μ 0 és el coeficient de viscositat a la pressió de referència P 0, i K n = λ a / d és el nombre de Knudsen. Aquí

Image
és la via lliure mitjana (mfp) de molècules d'aire a una pressió P en relació amb la mfp de λ 0 a la pressió de referència P 0, i d és el diàmetre de la partícula. A mesura que disminueix la pressió, la superfície de les molècules de gas circumdants es converteix en comparable al diàmetre de la partícula, implicant K n ≈1. Això marca una transició cap a un règim on les forces radiomètriques són menyspreables i la viscositat es fa proporcional a la pressió. La figura 2 mostra la velocitat de rotació de putrefacció d’una partícula atrapada com a funció de la pressió mesurada mitjançant l’observació del PSD (figura 2). Es registra una velocitat de rotació inicial de 110 Hz a pressió atmosfèrica, que augmenta fins a una velocitat de rotació estable de 5 MHz per a una pressió de 0, 1 Pa. Disminuir la pressió encara més pot provocar taxes de rotació de fins a 10 MHz, tot i que, a aquestes velocitats., la partícula es perd en un curt període de temps. Remarquem que aquesta representa, fins avui, la taxa de rotació mesurada més gran per a un objecte "artificial". El model de la figura 2 es calcula utilitzant l’equació (1), implicant un coeficient d’arrossegament rotatiu de Stokes depenent de la pressió. La discrepància entre el model i els valors experimentals a pressions inferiors a 10 Pa es podria atribuir a la inestabilitat de partícules induïda per la calor a causa de l’absorció de llum 22, 23, mentre que la baixa pèrdua de partícules de pressió podria ser deguda a les grans forces inercials que experimenta la partícula en alta. taxes de rotació.

Image

El model s'ajusta a les dades experimentals de 0≤ K n ≤880. Inset mostra el PSD amb una velocitat de rotació de 2, 45 MHz a una pressió d'1 Pa.

Imatge a mida completa

Acoblament paramètric

Una partícula òptica atrapada i girada simultàniament al buit ofereix perspectives originals de la dinàmica de partícules. És d’interès especial estudiar la dinàmica quan la freqüència de gir f rot coincideix amb la freqüència d’oscil·lació f xy de la partícula atrapada. A la figura 3a es mostren una sèrie d’espectres de potència que rastregen els cims principals del PSD a cada pressió d’1 kPa a 100 Pa. El senyal de freqüència de rotació presenta pols a f rot ≈ f xy (a 380 Pa) i a f rot ≈2 f xy (a 210 Pa). La figura 3b mostra l'amplitud del pic PSD a la freqüència d'oscil·lació f xy a mesura que canvia la freqüència de rotació de la partícula atrapada. Observem un senyal millorat a f rot ≈ f xy corresponent a una ressonància impulsada. Una segona ressonància es produeix quan f rot ≈2 f xy, cosa que suggereix una ressonància paramètrica 24 . A l'acostament entre el moviment oscil·lador i el moviment de rotació de la partícula també es pot observar a la figura 3c, d. El senyal fotodiódic (PD 1 ) en domini temporal mesurat a una pressió de 13, 6 Pa presenta una modulació de rotació fina (figura 3c inset), que es modula encara més per components de freqüència més lenta (Fig. 3c). L’espectre de potència d’aquestes modulacions revela la freqüència de rotació f rot acompanyada de bandes laterals separades per f xy (Fig. 3d).

Image

( a ) Principals pics del senyal PSD al voltant de la freqüència de ressonància a f rot ≈ f xy . En vermell són els pics de freqüència associats a la rotació i en blau els associats a oscil·lacions de traducció. ( b ) Resonàncies que es troben a f xy i 2 f xy quan f rot escaneja aquestes freqüències. ( c ) Senyal del fotodiode en domini temporal que mostra components de freqüència mixta a 13, 6 Pa. L'inset mostra la vista ampliada de la regió seleccionada. ( d ) Transformada de Fourier del senyal de domini temporal (Fig. 3c) que mostra la freqüència de rotació de f rot amb bandes laterals separades per f xy . ( e ) Senyal PSD simulat a una alta freqüència de rotació que mostra l'aparença de les bandes laterals i els seus harmònics a causa de la modulació de la freqüència d'atrapament. ( f ) Senyal PSD simulat per a dues viscositats diferents de gas corresponents als casos ressonants (blaus) i no ressonants (vermells).

Imatge a mida completa

Modelem aproximadament la dinàmica d’una partícula birefringent en un potencial òptic i sotmesa a un parell de posició i orientació. Per simplificar el sistema mantenint les seves principals propietats òptiques, considerem la polarització induïda d’un dipol anisotropic 25 corregit per al procés radiatiu anisotròpic 26 . Les forces òptiques i els parells es calculen generalitzant la força de Lorentz amb la mitjana de cicle 27 i el parell 28 per tenir en compte l’anisotropia per raó de birefringència. Pticament, es té en compte l’aberració esfèrica introduïda per la reflexió interna total a la interfície vidre-buit mitjançant la descomposició espectral angular del feix incident 29 (Nota suplementària 1). Remarquem que a la posició d’equilibri levitat de la partícula, les forces d’atrapament es poden aproximar amb un potencial harmònic òptic provinent d’un feix de Gaussia CP. En les simulacions, utilitzem aquest potencial i ajustem els paràmetres del feix de manera que l’oscil·lació transversal de la trampa sigui ≈660 Hz per a una micropartícula vaterita el diàmetre de 4, 40 μm. La rotació de la micropartícula està modelada per les equacions d’Euler per a una esfera sòlida amb una lleugera asimetria del 0, 1% en un dels seus moments d’inèrcia (Nota suplementària 2). Aquesta asimetria mecànica introdueix un eix de moment principal que no se superposa a l’eix òptic de la partícula.

Per a aquestes partícules anisotròpiques mecànicament, els parells estocàstics brownians s’introdueixen en l’equació de Langevin rotacional 30, que es generalitzen per incloure un parell extern 31 i aportacions de les equacions d’Euler en el marc del cos de referència (Nota suplementària 3). Finalment, la detecció és simulada per Fourier transformant la intensitat de polarització dipòlica al llarg d'una direcció fixa. Aquesta transformació de Fourier correspon al senyal PSD observat. La figura 3e mostra el PSD simulat d'una partícula de dipol giratori que oscil·la periòdicament en el feix. La ressonància central correspon al canvi de polarització degut a la rotació, mentre que les bandes laterals múltiples corresponen a variacions periòdiques de la força del camp elèctric a mesura que la partícula oscil·la a la trampa. Aquestes simulacions indiquen que el comportament d’acoblament observat a la figura 3b es produeix quan la freqüència de rotació té ressonància amb el fonamental i el segon harmònic de la freqüència de translació corresponent, respectivament, a una ressonància oscil·ladora impulsada i una ressonància paramètrica. De fet, la ressonància paramètrica es produeix a mesura que la rigidesa de la trampa varia lleugerament per diferents orientacions de la partícula, mentre que aquesta orientació canvia a mesura que la partícula gira. La figura 3f mostra la millora del senyal PSD a la freqüència d’oscil·lació transversal f xy a mesura que la freqüència de rotació resona.

Refredament

El nostre microparticle atrapat té tres graus de llibertat rotacionals i tres de traducció. Aquestes s’acoblen a causa de l’anisotropia òptica de la micropartícula, que es pot veure a la figura 3b, d-f. Avancem ara en investigar l'impacte de la taxa de rotació en els graus rotatius de llibertat. En aquest cas, observem el refredament eficaç de les micropartícules mitjançant rotació en absència de mètodes de retroalimentació “activa”. Abans del moviment d'una tapa de gir, un cos giratori ofereix una rigidesa inercial, que impedeix que el cos es desprengui de la seva orientació desitjada. Aquí, les elevades taxes de rotació aconseguides mitjançant el microgroscopi condueixen a l'estabilització intrínseca del seu eix de rotacions respecte a les pertorbacions. Aquest efecte és similar a l'estabilització de la dinàmica del cos rígid d'un futbol oval de futbol 32 o un satèl·lit estabilitzat de spin 33 . Les nostres simulacions numèriques indiquen que per augmentar la velocitat de rotació, l'amplada de distribució de les velocitats angulars transversals de fotograma fixa ν x i ν y disminueixen (Fig. 4a, b). Aquest efecte es pot veure com un efecte de refrigeració sobre els dos graus rotatius de llibertat del microgroscopi a costa del tercer grau rotacional de llibertat al voltant del qual es produeix la rotació, donant suport a les nostres conclusions a partir de les dades experimentals. A causa de l’acoblament de rotació-traducció esmentada anteriorment, aquesta estabilització rotativa també permet refredar-se per als tres graus de llibertat en moviment translacional. Més concretament, quan s’encén el làser, escalfa el moviment transversal de la partícula a causa de la fluctuació estocàstica de l’orientació de la micropartícula. A mesura que la partícula gira més ràpidament, la seva orientació s’estabilitza per l’efecte groscòpic i per tant, la partícula experimenta un refredament relatiu.

Image

( a ) Distribució simulada de la velocitat angular, ν x al voltant d'un eix transversal i ( b ) al voltant de l'eix longitudinal, ν z per a diferents taxes de rotació mitjanes. La distribució bimodal es deu a la precessió de partícules a taxes de rotació baixes. ( c ) Distribucions de posició d'una partícula atrapada a diferents ritmes de rotació. ( d ) Temperatura efectiva de partícules, T ef a diferents pressions determinada pel mètode d'equipartició. ( e ) Senyals PSD de la llum dispersada d’una partícula atrapada amb i sense rotació. ( f ) Temperatures efectives, T ef determinades tant per a una partícula giratòria com per a una no rotativa mitjançant els senyals PSD.

Imatge a mida completa

Discussió

Per investigar l'efecte refredament amb més detall, estudiem la integral del senyal PSD S ( f ). Aquesta quantitat és proporcional al desplaçament quadrat mitjà de la partícula

Image

x 2

Image
i només depèn de la força de la trampa i la temperatura de 34, 35 . Això és

Image

on k B és la constant de Boltzmann, T ef defineix la temperatura efectiva, m és la massa de la partícula,

Image
la freqüència natural d’oscil·lació a falta d’amortiment i κ denota la rigidesa de la trampa (figura complementària S1 i nota complementària 3). Es pot obtenir una relació similar si es considera la direcció z axial. L’equació (2) es pot utilitzar de diferents maneres per determinar la temperatura efectiva de la micropartícula en el camp òptic. En aquest treball s’utilitzen tres enfocaments. El primer enfocament es basa en el teorema d’equipartició il·lustrat a la figura 4c que compara la distribució de les posicions de partícules en una direcció lateral x per diferents velocitats de rotació a f rot = 1 kHz i a f rot = 78 kHz. El T ef de la partícula es calibra a temperatura ambient associant amb la variància de la distribució de posició de la partícula atrapada a pressió atmosfèrica. La figura 4d mostra els efectes T de la partícula atrapada a diferents ritmes de rotació, on observem que la temperatura efectiva de la partícula arriba a un mínim de 40 K a f rot = 78 kHz. Es pot observar un comportament similar al refredament en la direcció z axial (figura suplementària Fig. S2).

La temperatura efectiva també es pot determinar utilitzant la densitat espectral de potència del camp de llum dispersat ja sigui a través de la seva integral (2) o mesurant la seva resposta de baixa freqüència (Fig. S3 i Nota Suplementària 3). La figura 4e compara els senyals PSD tant per als casos d'una partícula giratòria com per una que no gira. La integral d'aquest senyal PSD és proporcional a la variància posicional del centre de la massa i, per tant, està directament relacionada amb la temperatura efectiva de les partícules en un potencial d'atrapament. Supervisem T ef com a funció de pressió per a una partícula que gira i no gira (Fig. 4f). Per a les partícules que no giren, no observem cap efecte de refrigeració. A més, la trampa es torna inestable a 1 kPa i la partícula es perd de la trampa típicament a 300 Pa, corresponent a la ressonància f rot ≈ f xy . L’aplicació d’un pare òptic estabilitza la partícula i ens permet mantenir la partícula atrapada mitjançant aquesta transició ressonant. El senyal PSD mostra que T eff augmenta fins al punt de ressonància ( f rot ≈ f xy ). A freqüències de rotació més elevades, es veu que disminueix, arribant a un valor mínim de 40 K a una freqüència de rotació de f rot = 78 kHz corresponent a una pressió de fons de 4, 2 Pa. En conjunt, els tres mètodes determinant la temperatura condueixen a l’observació de refredament efectiu del moviment del centre de gravetat de la partícula. En els futurs treballs, explorarem l’origen de la inestabilitat de la partícula a altes taxes de rotació.

En conclusió, el microgroscopi atrapat presenta una ruta potent i original per explorar noves direccions en l’optomecànica de les cavitats i és un pas important cap a la mesura de les forces de fricció quàntica rotacionals al buit.

Mètodes

Muntatge experimental

El sistema experimental (Fig. 5) comprèn una cambra de buit en miniatura (VC), que té dues finestres de vidre òptiques. La llum està enfocada al VC mitjançant un objectiu de microscopi d’obertura numèrica d’alçada (MO, Nikon Ltd., E Plan × 100, NA = 1.25). Es col·loca un transductor elèctric piezo (PZT) a la cambra per carregar la trampa d’aire / buit de levitació amb micropartícules del substrat de vidre 18 . La rotació de micropartícules s’aconsegueix atrapant un cristall de vaterita esfèrica birefringent (4, 40 μm de diàmetre) amb un camp de llum CP a una potència òptica de 25 mW (mesurada a l’obertura posterior del MO). L’estat de polarització de la llum escampada de la partícula atrapada es registra mitjançant fotodiodos ràpids (PD i, i = 1-3) per determinar la dinàmica de partícules.

Image

Les etiquetes denoten l'ona contínua (CW), la placa de mitja ona (λ / 2), el divisor de feixos polaritzadors (PBS), les lents (L), el mirall (M), els filtres dicroics (DF), la placa d'ona de quart (λ / 4) ), objectiu del microscopi (MO), feix làser d’atrapament polaritzat circular (CP), condensador (CD), cub de divisor de feixos 50/50 (BS), fotodíodes (PD i ), làser nanosegund (NS), dispositiu d’imatge ràpida (CMOS), osciloscopi d'emmagatzematge digital (DSO), ordinador (PC), càmera de buit (VC), transductor elèctric piezo (PZT), buit de buit (VG), bomba de buit (VP), freqüència de rotació d'una partícula atrapada ( f rot ) i translacional. freqüències d’oscil·lació ( f xy, f z ) d’una partícula atrapada en direccions laterals i axials.

Imatge a mida completa

Preparació del feix

El feix làser d’atrapament (IPG Laser GmbH, YLM-5-1070-LP: ona continua (CW), longitud d’ona 1.070 nm, potència 5 W) es propaga a través d’una placa de mitja ona (λ / 2) seguida d’un cub divisor de feix polaritzador. (PBS). Això permet el control de la potència de sortida òptica i la generació d’un camp de llum LP. El feix es colimila i s’amplia fins a omplir l’obertura posterior del MO per obtenir un punt focal limitat de difracció. Una placa d'ona de quart (λ / 4) es col·loca immediatament abans del MO per crear un camp de llum CP.

Cambra de buit

El VC està fabricat en acer inoxidable amb un volum de 27, 7 µl. Disposa de dues finestres de vidre òptic (Harvard Apparatus Ltd., CS-8R: 8 mm de diàmetre, 150 μm de gruix) compatibles amb l’objectiu del microscopi utilitzat. Un transductor elèctric piezo anular (PZT, APC International Ltd., núm. Cat. 70-2221) que es va fixar a la cambra s’utilitza a 340 kHz per tal de desenganxar les micropartícules de la finestra de vidre inferior per carregar la trampa òptica en aire / buit.

Cristalls birefringents

Sintetitzem cristalls de vaterita per als nostres experiments 18 . La vaterita és un material birefringent uniaxial positiu amb una morfologia esfèrica. La figura 6 mostra les imatges de cristalls de vaterita adquirits per un microscopi electrònic d’escaneig (SEM) a diferents escales. Les partícules de vaterita obtingudes són monodispers amb un diàmetre mitjà de 4, 40 ± 0, 05 μm (2σ) i una rugositat superficial de 27, 6 nm (2σ).

Image

( a ) Selecció de partícules monodisperses. ( b ) Una mirada més detinguda a la figura 6a. ( c ) Un sol cristall de vaterita amb una esfericitat gairebé perfecta. ( d ) Una ullada més detallada a la figura 6c que mostra la rugositat superficial de la partícula. Barres d’escala, 10 μm en ( a ), 5 μm en ( b ), 2 μm en ( c ) i 500 nm en ( d ).

Imatge a mida completa

Esquema de detecció

Una vegada que una única esfera de vaterita queda atrapada i girada a pressió atmosfèrica, la pressió de la cambra es redueix gradualment a 10 −1 Pa. La llum transmesa a través de la partícula atrapada es recull mitjançant una lent de condensador (CD, Nikon Ltd., E plan × 10, NA = 0, 25 a l’aire) i dirigida a fotodíodes ràpids (PD i, Thorlabs Inc., DET10C, InGaAs) per registrar la dinàmica de partícules. PD 2 i PD 3 mesuren els components CP dret i esquerre de la llum dispersada, que s’utilitzen per a la determinació del pare òptic transferit a la partícula 18 . Una càmera ràpida CMOS (Mikrotron GmbH, EoSens:> 10 k fps) sincronitzada amb polsos làser nanosegunds (NS, Elforlight Ltd., SPOT: amplada de pols ≤1 ns) actua com a il·luminació estroboscòpica per fer el seguiment del moviment de la massa del centre de traducció. d’una partícula atrapada en direccions x , y i z .

Informació adicional

Com citar aquest article: Arita, Y. et al . Rotació i refrigeració induïda per làser d’un microgroscopi atrapat al buit. Nat. Comunitari. 4: 2374 doi: 10.1038 / ncomms3374 (2013).

Informació complementària

Fitxers PDF

  1. 1.

    Informació complementària

    Figures suplementàries S1-S3 i notes complementàries 1-3

Comentaris

En enviar un comentari, accepteu complir els nostres Termes i Directrius de la Comunitat. Si trobeu alguna cosa abusiva o que no compleix els nostres termes o directrius, marqueu-la com a inadequada.