拉曼散射理论Word文档格式.docx
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2、单色仪
单色仪的光学结构如图12-4-2所示。
S为入射狭缝，M为准直镜，G为平面衍射光栅，衍射光束经成像物镜M汇聚，经平面镜M反射直接照射到出射狭缝S上，在S2外侧有一光电倍增管PMT当光谱仪的光栅转动时，光谱信号通过光电倍增管转换成相应的电脉冲，并由光子计数器放大、计数，进入计算机处理，在显示器的荧光屏上得到光谱的分布曲线。
3、激光器
本实验采用50mW半导体激光器，该激光器输出的激光为偏振光。
其操作步骤参照半导体激光器
说明书。
4、外光路系统
外光路系统主要由激发光源（半导体激光器）、五维可调样品支架S、偏振组件P和P2以及聚光透镜C和G等组成（见图12-4-3）。
激光器射出的激光束被反射镜R反向后，照射到样品上。
为了得到较强的激发光，采用一聚光镜C使激光聚焦，使在样品容器的中央部位形成激光的束腰。
为了增强效果，在容器的
另一侧放一凹面反射镜M。
凹面镜M可使样品在该侧的散射光返回，最后由聚光镜G把散射光会聚
到单色仪的入射狭缝上。
调节好外光路是获得拉曼光谱的关键，首先应使外光路与单色仪的内光路共轴。
一般情况下，它们都已调好并被固定在一个钢性台架上。
可调的主要是激光照射在样品上的束腰，束腰应恰好被成像在单色仪的狭缝上。
是否处于最佳成像位置，可通过单色仪扫描出的某条拉曼谱线的强弱来判断。
5、信号处理部分：
光电倍增管将光信号变成电信号并进行信号放大，最后送入电脑显示系统，在电脑上显示出拉曼光谱。
［拉曼光谱的特性］:
频率为U的单色光入射到透明的气体、液体或固体材料上而产生光散射时，散射光中除了存在入射光频率U外，还观察到频率为u±
Au的新成分，这种频率发生改变的现象就被称为拉曼效应。
U即为瑞利散射，频率U+△u称为拉曼散射的斯托克斯线，频率为U-Au的称为反斯托克斯线。
△u通常称为拉曼频移，多用散射光波长的倒数表示，计算公式为
11
（7.14.1）
式中，入和入0分别为散射光和入射光的波长。
Au的单位为cm-1。
拉曼谱线的频率虽然随着入射光频率而变化，但拉曼光的频率和瑞利散射光的频率之差却不随入射光频率而变化，而与样品分子的振动转动能级有关。
拉曼谱线的强度与入射光的强度和样品分子的浓度成正比：
k°
SkNHL4sin2（/2）
式中0k—在垂直入射光束方向上通过聚焦镜所收集的喇曼散射光的通量（W）
0o—入射光照射到样品上的光通量（W；
S—拉曼散射系数，约等于10-28~10-29mol/sr;
N—单位体积内的分子数；
H—样品的有效体积；
L—考虑折射率和样品内场效应等因素影响的系数；
—拉曼光束在聚焦透镜方向上的半角度。
利用拉曼效应及拉曼散射光与样品分子的上述关系，可对物质分子的结构和浓度进行分析和研究。
［拉曼散射原理］
样品分子被入射光照射时，光电场使分子中的电荷分布周期性变化，产生一个交变的分子偶极矩。
偶极矩随时间变化二次辐射电磁波即形成光散射现象。
单位体积内分子偶极矩的矢量和称为分子的极化强度，用P表示。
极化强度正比于入射电场
PE（7.14.2）
被称为分子极化率。
在一级近似中被认为是一个常数，则P和E的方向相同。
设入射光为频率
u的单色光，其电场强度E=E0cos2nut，贝U
PE0cos2vt（7.14.3）
如果认为分子极化率由于各原子间的振动而与振动有关，则它应由两部分组成：
一部分是一个常
数0,另一部分是以各种简正频率为代表的分子振动对贡献的总和，这些简正频率的贡献应随时
间做周期性变化，所以
也可以是晶体中晶格的振
（7.14.5）
式中，n表示第n个简正振动频率，可以是分子的振动频率或转动频率，动频率或固体中声子散射频率。
因此
PE00cos2vtE0ncos2vtcos2vnt
1
E00cos2vtE0n[cos2（vvn）tcos2（vvn）t]
2
上式第一项产生的辐射与入射光具有相同的频率u，因而是瑞利散射；
第二项为包含有分子各振动
频率信息Un在内的散射，其散射频率分别为（U-Un）和（U+Un）,前者为斯托克斯拉曼线，后者
为反斯托克斯拉曼线。
式（7.14.5）是用一般的电磁学方法解释拉曼散射频率的产生的，但并不能给出拉曼谱线的强度。
能给出拉曼强度的分子被称为具有拉曼活性，但并不是任何分子都具有拉曼活性，例如，具有中心对称的分子就不是拉曼活性的，但却是红外活性的。
因此，对拉曼散射的精确解释应该用量子力学。
依据量子力学，分子的状态用波函数表示，分子的能量为一些不连续的能级。
入射光与分子相互作用，使分子的一个或多个振动模式激发而产生振动能级间的跃迁，这一过程实际上是一个能量的吸收和再辐射过程，只不过在散射中这两个过程几乎是同时发生的。
再辐射（散射光）如图7.14.2
所示，可能有三种结果，分别对应斯托克斯线（图7.14.2（a））、反斯托克斯线（图7.14.2（b））和瑞利线（图7.14.2（c））。
实验步骤：
（请根据你的实际操作过程，充实补充下面的实验步骤，包括软件的操作详细过程）
1、将四氯化碳倒入液体池内，调整好外光路，注意将杂散光的成像对准单色仪的入射狭缝上,
并将狭缝开至0.1mm左右；
2、启动LRS-II/III应用软件；
3、输入激光的波长；
4、扫描数据；
5、采集信息；
6、测量数据；
7、读取数据；
8、寻峰；
9、修正波长；
10、计算拉曼频移。
实验数据：
532.6nm
1519.9nm2523.7nm3526.3nm
数据处理：
1111
1458cm
1532.6nm519.5nm
532.6nm523.7nm
319cm
3
224cm
532.6nm
526.3nm
216cm1
4
538.8nm
312cm1
5
541.6nm
450cm1
6
545.7nm
实验总结：
本次拉曼光谱实验获得了成功！
通过该实验，懂得了拉曼光谱实验仪的基本原理和构造，学会了光路的调节方法，掌握了该仪器软件的基本操作方法，认识到激光和四氯化碳等物质分子相互作用后，会产生不同于入射激光波长的新的波长的光--拉曼光，认识
到利用拉曼光谱仪可进行许多行业的科学研究，对许多行业的科研有重要的意义。
）激光拉曼散射的量子理论
1、量子理论
依据量子散射理论，光量子与分子的非弹性碰撞过程用薛定鄂方程描述
（3-3-16）
式中H）是光子和分子不存在相互作用时候的哈密顿算符，H是光子与散射分子体系
相互作用算符（微扰），屮是有微扰存在时系统的波函数。
设非微扰时光子-分子体系的本征函数为珥，则有微扰时的本征函数可表述为
（3-3-17）
an（t）是时刻为t此微扰体系处于第n个非微扰本征态宀的几率振幅。
（3-3-17）
才r伽！
i
代入（3-3-16）两边同乘」并对所有变量积分得
士迟（啦1丽血严3"
（3-3-18）
后式是非微扰本征函数所确定得相互作用能量算符得矩阵元，En,Em是非微扰本征
状态得本征值，即分子体系本征能量与光子能量之和。
因此体系处于初态（a）,中间态
（b），和终态（c）的几率振幅的导数为
（3—3-19）
初始时'
■，设时间范围足够短，几率状态不发生明显变化,
'
，则由（3—3—19）式中第二项得
（3—3—20）
代入（3—3—19）第三项得
ts
（3—3—21）
上式对时间积分并代入初始条件（，八-」）得
卅牲f’严
（3—3-22）
（3—3—23）
所考虑的时间内U变化很少，但远大于光波的振动周期，’；
八7,「'
匚
即一•T9,因为
曲匕竺电二业工
+亀-时为£
（3—3—24）
所以单位时间内系统由本征状态a到本征状态c的跃迁几率
%二哄沖卡f乎砂-©
（3—3—25）
只有当E==Ea时上式不为零。
设散射前后分子的能量分别为匚和-入射光子和散射光子的能量为hv0和hv,如图3—3—3所示。
贝UEc=：
+hv,Ea=1+hvo,由EC=Ea得
（3—3—26）
当-匚＞；
时，■\—1，反stocks线；
1V时，_1,stocks线。
因为
粒子数分布N«
'
即低能级分子数多，所以从低能级向高能级跃的stocks谱线
得强度高于反stocks线的强度。
图3-3-3拉曼散射的量子解释示意图
二者强度之比为:
既然体系状态分成若干分立的能级，那么对于N个分子的体系，其第h个振动能级上的粒子数，在平衡状态时候服从玻尔兹曼分布。
所以，由该体系产生的拉曼散射其斯托克斯和反斯托克斯光强必然不同。
（3—3-27）
其中'
■是激发光的频率，’•是振动频率，h是Planek常数，k是Boltzmann常数,
T是绝对温度.
2、选择定则、拉曼活性
只有当n=m时上式第一项不为零，这就是瑞利散射项：
只有当n=勺二〔时第二项为
零，这就是线性谐振子的拉曼散射项。
由此得到线性谐振子的拉曼散射选择定则：
Av=0+1
（3—3—29）
完全相似的讨论可用于刚性转子的拉曼光谱的转动选择定则：
（3—3—30）
显然只有极化率对简正坐标的导数不为零时上式第二项不为零，由此得到振动具有
拉曼活性的判据：
振动分子的极化率对简正坐标的导数不为零的简正振动具有拉曼活性。
经典理论中提到的振动「•的拉曼活性问题，在半经典的量子理论中就是体系第h个振动的跃迂矩阵元是否为零的问题，这也就是通常所说的量子跃迂选择定则。
在量子力学中，从体系波函数和力学量的对称性质就可以直接得到某个振动的具体选择定则，从而决定该振动是否是拉曼活性的，无须像经典理论那样，为判断拉曼洁性需经繁复
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