拉曼散射理论.docx

1、拉曼散射理论拉曼散射理论TTA standardization office TTA 5AB- TTAK 08- TTA 2C激 光 拉 曼 光 谱 实 验拉曼散射是印度科学家Raman在1928年发现的，拉曼光谱因之得名。光 和媒质分子相互作用时引起每个分子作受迫振动从而产生散射光，散射光的频 率一般和入射光的频率相同，这种散射叫做瑞利散射，由英国科学家瑞利于 1899年进行了研究。但当拉曼在他的实验室里用一个大透镜将太阳光聚焦到 一瓶苯的溶液中，经过滤光的阳光呈蓝色，但是当光束进入溶液之后，除了入 射的蓝光之外，拉曼还观察到了很微弱的绿光。拉曼认为这是光与分子相互作 用而产生的一种新频率的

2、光谱带。因这一重大发现，拉曼于1930年获诺贝尔 奖。激光拉曼光谱是激光光谱学中的一个重要分支，应用十分广泛。如在化学方 面应用于有机和无机分析化学、生物化学、石油化工、高分子化学、催化和环 境科学、分子鉴定、分子结构等研究；在物理学方面应用于发展新型激光器、 产生超短脉冲、分子瞬态寿命研究等，此外在相干时间、固体能谱方面也有广 泛的应用。实验目的：1、掌握拉曼光谱仪的原理和使用方法；2、测四氯化碳的拉曼光谱，计算拉曼频移。实验重点：拉曼现象的产生原理及拉曼频移的计算实验难点：光路的调节实验原理：仪器结构及原理1、仪器的结构LRS-II激光拉曼/荧光光谱仪的总体结构如图12-4-1所示。2、单

3、色仪单色仪的光学结构如图12-4-2所示。Si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M2汇聚，经平面镜M3反射直接照射到出 射狭缝S2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Pi和巳以及聚光透镜Ci和C2等组成（见图12-4-3） o激光

4、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M2。凹面镜M2可使样品在该侧的散射光返回，最后由 聚光镜C2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，它们都巳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

5、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，(7.14.1)散射光中除了存在入射光频率U外，还观察到频率为2 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+ZXu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。Au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Av =2式中，入和入)分别为散射光和入射光的波长。Au的单位为ci】。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

6、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：式中 一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0L入射光照射到样品上的光通量(W);Sl拉曼散射系数，约等于10-210-29mol/sr;4单位体积内的分子数；样品的有效体积；厶一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

7、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P = aE (7.14.2)&被称为分子极化率。在一级近似中Q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=E0cos27iut,则P = aE) cos2t (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Q0,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a = aQ + 工匕 cos2zzv/ (7.14.4)式中，乙表示第n个简正振动频率，可以是分子的振动频率或转动频率，也可 以

8、是晶体中晶格的振动频率或固体中声子散射频率。因此P = E0z0 cos 2/n” + Eo X ctn cos 2/rv/ cos1 (7.14.5)=Eoao cos+ Eo Xxncos2n(y 一 vn)t + cos2(v + vn)t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4在内的散射，其散射频率分别为(U-Vn)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

9、散光的成像对准单色仪的入射狭缝上，并将狭缝开至o.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：数据处理：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一拉曼 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

10、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汤丁二(凤 +/)0di(3-3-16)式中Ho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空J则有微扰时的本征函数可表述为(3-3-17)弘(t)是时刻为t此微扰体系处于第n个非微扰本征态克的几率振幅。(3 - 3 -17)代入(3-3-16)两边同乘$詔碎并对所有变量积分得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，,反是非微扰本 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

11、态(d)，中 间态(b),和终态(c)的几率振幅的导数为汕“対忖3Z”(3亠初始时(0)二叫(0) = 0 ，设时间范围足够短，(几率状态不发生明显变化,即%&)二绻(0)=1,则由(3-3-19)式中第二项得仰(3-3-20)爲一爲代入(3-3-19)第三项得上式对时间积分并代入初始条件（叫叫（0）二0）得所考虑的时间内 叫变化很少，但远大于光波的振动周期.如氏，如爲即因为所以单位时间内系统由本征状态a到本征状态c的跃迁几率只有当E二时上式不为零。设散射前后分子的能量分别为和耳入射光子和散射光子的能量为hv。和2,如 图 3 - 3 - 3 所示。则 Ec= sc +hv, Ea= sa +

12、 hv0,由 Ee=Ea 得hv = h（V-V=SQ- （3_3_26）当弘耳时，以仏+人冬反stocks线；二时，stocks线。因 为粒子数分布NS，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。其中心是激发光的频率，坏是振动频率，h是Planck常数，k是Boltzmann常 数，T是绝对温度.2、选择定则、拉曼活性（梆”

13、卜闻偽側少+网判如佔（3_3-28）只有当n二m时上式第一项不为零，这就是瑞利散射项：只有当n=+l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：S = Q1 （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: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。k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

14、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 繁复的计算。（三）其它拉曼散射效应1、共振拉曼效应当激发光的能量接近或等于散射分子的某个电子吸收带的能量时，某些拉曼线强 度显着增大，甚至可增大10倍。在共振拉曼散射时，激发线的能量正好等于一个电子 跃迁所需要的能量。共振拉曼散射的Stocks过程和反stocks过程用图3 - 3 - 4表示VgandVi are Vibration 龙 ates 耳 & and E are ElectronStates * EihV h h(（图3-3-4正常拉曼散射、电子拉曼散射和共振

15、拉曼散射图）2、 电子拉曼散射电子拉曼跃迁发生在两个电子能级之间，如图3-3-4所示。普通样品中电子能 级间隔较大，因而入射光频率必须很大，不易观察到电子拉曼跃迁。目前在稀土离子 和过渡金属离子单晶的低能级电子态观察到了电子拉曼跃迁。3、 非线性激光拉曼效应受激拉曼效应：当入射光功率超过某一阈值时，某些散射谱线的强度增加，线宽 变窄，具有和激光同样好的方向性，成为受激光谱线。逆拉曼散射效应：在一束有连续光谱的激光泵浦下拉曼介质对高强度单色光产生 的吸收线。其反stocks线的吸收率比stocks线的吸收率更大。超拉曼散射效应：当入射激光足够强时，出现2仏+以，苑0+心拉曼散射线，该 过程属三光子过程：吸收2个必心光子，发射一个光子沟士必）。该谱线通常很 弱。拉曼诱导克尔效应：强激光】入射时光学介质将感生双折射，当同时用频率为幻的探测激光照射介质时，若（5-仏）-3（拉曼线频率），则双折射最大。相干反Stocks拉曼效应和相干Stocks拉曼效应：均为3光子过程.如图3 - 3 -5和图3-3-6