中科大拉曼光谱讲稿(左健老师)学习资料.ppt

拉曼光谱 左健 理化科学实验中心 2133602814 O zuoj 主要参考书 4张光寅 蓝国祥 王玉芳 晶格振动光谱学 第二版 2001 1朱自莹 顾仁敖 陆天虹 拉曼光谱在化学中的应用 沈阳 东北大学出版社 1998 2方容川 固体光谱学 中国科学技术大学出版社 2001 3程光煦 拉曼布里渊散射 原理及应用北京 科学出版社 2001 5张明生激光光散射谱学科学出版社 20086吴国祯拉曼谱学 峰强中的信息科学出版社 2007 光谱选律 拉曼光谱的经典理论及量子理论 光散射现象与拉曼光谱 拉曼光谱的发现与发展 发光 荧光 的抑制和消除 拉曼光谱的退偏比 晶体偏振谱的测量 拉曼光谱的一些应用 拉曼光谱的实验装置 群论在振动光谱中的应用 晶格动力学基础 一 拉曼光谱的发现与发展 w0 PM FT Ramanspectrometer 435 8nm Hg line SpectrumtakenbyRamanin1929 Resolutionca 10cm 1SampleVolume ca 1literExposuretime ca 40hours RamanSpectrumofCCl4 Stokes anti Stokes Isotopic 35 37Cl splittingofn1 vibration461 5 CCl435455 1 CCl335Cl37453 4 CCl235Cl237 拉曼光谱在物理 化学 材料科学 生物等许多领域都有重要应用价值 我国科技工作者对拉曼光谱学的发展做出了重要贡献 1935年吴大猷等在北京大学进行了光散射的研究 他们研究了ClO3 BrO3 IO3 等离子的拉曼光谱 发表在1937年的Phys Rev 上 当时用汞灯为光源和棱镜分光的光谱仪 拍一张拉曼光谱照片需要二百多个小时 1939年由北京大学出版了吴大猷的 多原子分子振动光谱和结构 的英文专著 自拉曼获诺贝尔奖以来 第一部全面总结分子拉曼光谱研究成果的经典著作 黄昆和玻恩合著了 晶格动力学理论 为晶体的拉曼散射提供了理论基础 成为该领域重要的经典著作之一 1988建立起超晶格拉曼散射理论 2002年获国家科技奖 在拉曼效应被发现后的十余年间 共发表了约2000篇研究论文 报道了约4000个化合物的拉曼光谱图 1946年前后 商品化的红外分光光度计问世 使红外光谱测试技术的方便程度大大超过了拉曼光谱 这种状态一直持续到50年代末期 尽管当时拉曼光谱在实验技术上有很多困难 例如拉曼散射光的强度只有原入射光强度的10 9 10 12 但与刚发展起来的红外光谱在实验技术上的困难相比 拉曼光谱仍不失为一种方便易行的测试方法 60年代初期问世的激光技术给拉曼光谱带来了新的生机 由于高分辨率 低杂色光的双联或三联光栅单色仪 以及高灵敏度的光电接收系统 光电倍增管和光子计数器 的应用 使拉曼光谱测量达到与红外光谱一样方便的水平 和红外光谱相比 拉曼光谱有制样简单 水的干扰小 可做活体实验等优点 二光散射现象与拉曼光谱 当一束光照射到介质上时 大部分光被介质反射或透过介质 另一小部分的光则被介质向四面八方散射 早在1871年 这种现象就可以用大气和海水对太阳光的瑞利散射予以解释 瑞利散射的强度与入射光波长的四次方成反比 I 1 4 早晚东西方的天空中出现红色霞光 晴朗的天空呈蓝色 广阔的大海呈深兰色等 都属于光散射现象 1923年 斯迈克尔 Smekal 从理论上预测 当频率为 0的入射光经试样散射后 散射光中应含有 0 的辐射 样品 拉曼散射 0 斯托克斯线 1928年 印度物理学家拉曼第一次经实验在液态苯中发现了这种效应 因而称作拉曼效应 拉曼散射 拉曼光谱 按照经典电磁理论 单色入射光照射到样品 使分子产生振荡的感生电偶极矩 这个振荡的感生偶极矩又可视为一个辐射源 发射出瑞利散射光和拉曼散射光 三拉曼散射的经典理论 当入射光不是很强时 感生偶极矩与分子极化率 以及电场强度之间的近似关系为 式中 ij 0是分子在平衡位置的 ij值 通常是不变的 Qk 是分子振动的简正坐标 这里已略去二次项及高次项 由于分子中各原子核在其平衡位置附近的振动 分子的极化率亦将随之改变 所以极化率的各个分量可以按简正坐标展开为泰勒级数形式 为简单起见 只考虑一个 第k个 简正振动 假定分子的振动是简谐振动 相位因子等于0 于是有 这里Qk0是简正坐标的振幅 k是分子的简正振动频率 单色光的电场可以写成 E E0cos 2 0t 式中 E0是单色光的振幅 0是单色光频率 第一项表示感生偶极矩以频率 0发射辐射 对应于瑞利散射 第二项和第三项分别表示感生偶极矩以与分子简正振动频率 k有关的频率 0 k和 0 k发射辐射 分别对应于拉曼散射的斯托克斯线和反斯托克斯线 只考虑一个分量 有 P kE P 0E0cos 2 0t k E0Qk0cos 2 0t cos 2 kt 0E0cos 2 0t k E0Qk0 cos 2 0 k t cos 2 0 k t 2 拉曼位移一般用波数表示 单位为cm 1 C 光速 斯托克斯线 0 0 k k反斯托克斯线 0 0 k k 其数值相等 符号相反 说明拉曼谱线对称地分布在瑞利线的两侧 拉曼位移 0 散射 k 经典理论很好地解释了拉曼位移 但仍有不足 根据经典电磁理论应有 式中Ias为反斯托克斯线强度 Is为斯托克斯线强度 通常 0 k则反斯托克斯线强度和斯托克斯线强度相当 与实验结果不符 CCl4的拉曼光谱 Stokes w w0 wR Ramanscattering Gettingbettersignals 2 按照量子理论 频率为 0的单色光可以视为具有能量为h 0的光子 h是普朗克常数 当光子作用于分子时 可能发生弹性和非弹性两种碰撞 在弹性碰撞过程中 光子与分子之间不发生能量交换 光子仅仅改变其运动方向 而不改变其频率 这种弹性散射过程对应于瑞利散射 四拉曼散射的量子理论 在非弹性碰撞过程中 光子与分子之间发生能量交换 光子不仅改变其运动方向 同时光子的一部分能量传递给分子 转变为分子的振动或转动能 或者光子从分子的振动或转动得到能量 光子得到能量的过程对应于频率增加的反斯托克斯拉曼散射 光子失去能量的过程对应于频率减小的斯托克斯拉曼散射 E 0 E 1 h 0 h 0 h 0 k h 0 h 0 h 0 k 虚态能极 振动能极 拉曼散射斯托克斯线 拉曼散射反斯托克斯线 瑞利散射 图3拉曼和瑞利散射能级图 虚态能极和某一电子能极重合 共振拉曼 如跃迁涉及的不是振动能极而是电子能极 电子拉曼 处于基态E 0的分子受入射光h 0的激发而跃迁到一个受激虚态 因为这个受激虚态是不稳定的能级 一般不存在 所以分子立即跃迁到基态E 0 此过程对应于弹性碰撞 跃迁辐射的频率等于 0 为瑞利散射线 处于虚态的分子也可能跃迁到激发态E 1 此过程对应于非弹性碰撞 跃迁频率等于 0 k 光子的部分能量传递给分子 为拉曼散射的斯托克斯线 类似的过程也可能发生在处于激发态E 1的分子受入射光子h 0的激发而跃迁到受激虚态 同样因为虚态是不稳定的而立即跃迁到激发态E 1 此过程对应于弹性碰撞 跃迁频率等于 0 为瑞利散射 处于虚态的分子也可能跃迁到基态E 0 此过程对应于非弹性碰撞 光子从分子的振动或转动中得到部分能量 跃迁频率等于 0 1 为拉曼散射的反斯托克斯线 斯托克斯和反斯托克斯线与瑞利线之间的频率差分别为 0 0 k k 0 0 k k 其数值相等 符号相反 说明拉曼谱线对称地分布在瑞利线的两侧 根据玻尔兹曼定律 常温下处于基态E 0的分子数比处于激发态E 1的分子数多 遵守玻尔兹曼分布 因此斯托克斯线的强度 Is 大于反斯托克斯线的强度 Ias 和实验结果相符 玻尔兹曼常数 体系的绝对温度 斯托克斯线和反斯托克斯线对称分布在瑞利线两侧 且反斯克斯线一般较弱 通常我们只测斯托克斯线 Resonancewithelectronicstates w0 wStokes wR r i f i f wir w0 wir Virtualstate RamanScatteringProcesses w0 A OrdinaryRamanscatteringB DiscreteresonanceRamanscatteringC ContinuumresonanceRamanscattering Energy DissociationLimit Continuum V 0 1 2 3 4 5 Dv 1 Dv 3 A B C C InternuclearSeparation AbsorptionSpectrumofGaseousIodine I2 w0 I2 ContinuumResonanceRamanScatteringinIodineExcitedwithl0 488nm Wavenumber cm 1 l0 488nm ContinuumResonanceRamanScatteringinIodineExcitedwithl0l0 488nm Wavenumber cm 1 l0 488nm FundamentalVibrationofI2 Wavenumber cm 1 Structureoffundamentalvibration Dv 1 v 0 v 1 v 2 v 3 v 4 ContinuumResonanceRamanScatteringinIodineExcitedwithl0l0 488nm Wavenumber cm 1 l0 488nm ThirdOvertone Dv 4 ofIodineExcitedwithl0l0 488nm Wavenumber cm 1 Dv 4488nm v 0 v 1 v 2 v 3 v 4 v 5 v 6 v 7 ContinuumResonanceRamanSpectrumofBr2 79Br2 l0 488 0nm Stokes anti Stokes ContinuumResonanceRamanSpectrumofBr2WavelengthDependenceofFundamentalVibrationDv 1 1 振动自由度 每个原子的运动可以用固定坐标系的直角坐标 x y z 表示 如果分子中有N个原子 就需要3N个 x y z 表示 即具有3N个自由度 分子的三个平动和三个转动自由度对分子的振动无贡献 因而非线性分子有3N 6振动自由度 五振动自由度和光谱选律 对于线性分子 由于不存在绕分子轴本身的 转动 因此 有3N 5个振动自由度 由于某些振动模可能是简并的 即有二个或三个简正振动模具有共同的频率 称二重或三重简并 一般来说所能观察到的振动基频数目 3N 6 或3N 5 2 光谱选律 拉曼和红外光谱同属分子光谱 但同一分子的红外和拉曼光谱却不尽相同 红外光谱是分子对红外光源的吸收所产生的光谱 拉曼光谱是分子对可见光的散射所产生的光谱 分子的某一振动谱带是在拉曼光谱中出现 还是在红外光谱中出现 是由光谱选律决定的 光谱选律的直观说法是 如果某一简正振动对应的分子偶极矩变化不为零 即则是红外活性的 反之 是红外非活性的 如果某一简正振动对应于分子的极化率变化不为零 即则是拉曼活性的 反之 是拉曼非活性的 如果某一简正振动对应的分子偶极矩和极化率同时发生变化 或不变化 则是红外和拉曼活性的 或非活性的 例 线形分子CO2 有四个 3N 5 简正振动模 每个振动过程中极化率和偶极矩的变化示于下图 例 非线形分子SO2 有三个 3N 6 简正振动模 每个振动过程中极化率和偶极矩的变化示于下图 3 互不相容原理 具有对称中心的分子 红外活性的振动模 拉曼非活性 拉曼活性的振动模 红外非活性 红外 拉曼 全部振动谱 一般有 同核双原子分子 红外非活性拉曼活性 非极性晶体 红外非活性拉曼活性 异核双原子分子 红外活性拉曼非活性 极性晶体 红外活性拉曼具体分析 有对称中心非活性 在拉曼光谱测试中 往往会遇到荧光的干扰 由于拉曼散射光极弱 所以一旦样品或杂质产生荧光 拉曼光谱就会被荧光所淹没 六 发光 荧光 的抑制和消除 通常荧光来自样品中的杂质 但有的样品本身也可发生荧光 常用抑制或消除萤光的方法有以下几种 有时在样品中加入少量荧光淬灭剂 如硝基苯 KBr AgI等 可以有效地淬灭荧光干扰 1 纯化样品 2 强激光长时间照射样品 虽然无法解释为什么用激光长时间照射样品能够有效的消除荧光干扰 但在很多情况下用这种方法确实能达到消除荧光干扰的效果 3 加荧光淬灭剂 4 利用脉冲激光光源 当激光照射到样品时 产生荧光和拉曼散射光的时间过程不同 若用一个激光脉冲照射样品 将在10 11 10 13S内产生拉曼散射光 而荧光则是在10 7 10 9S后才出现 5 改变激发光的波长以避开荧光干扰 在测量拉曼光谱时 对于不同的激发光拉曼谱带的相对位移是不变的 荧光则不然 对于不同的激发光 荧光的相对位移是不同的 所以选择适当的激发光 可避开荧光的干扰 在实际工作中常用这一方法识别荧光峰 1000cm 1 649cm 1 20492 19972 20141 19621 19492 19435 18915 发光线 Si位移520cm 1发光4881000绝对位置因激发光不同496 5649而异 相对位置不变514 5无绝对波数不因 不同而改变 Si520cm 1 Si520cm 1 Si520cm 1 单位 cm 1 发光线 Si拉曼 将激发激光从可见光区移至紫外光区而避开拉曼光谱中的荧光干扰 Intensity Wavelength nm VisibleRaman UVRaman 解决了长期以来拉曼光谱的荧光干扰难题 6 其他方法 非线性技术 coherentanti StokesRamanspectroscopy CARS Forlow wavenumbermodeslookatanti StokessidesincefluorescencestartsinmostcasesonlyintheStokesregion FluorescencequenchingbymeansofsurfaceenhancedRamanscattering SERS 小结 拉曼位移 入射光和散射光的差值 拉曼位移通常用波数cm 1来表示 拉曼位移与入射光的频率无关 只与分子振动或转动频率有关 斯托克斯线和反斯托克斯线对称分布在瑞利线两侧 通常我们只测斯托克斯线 七拉曼光谱的退偏比 一个确定取向的分子 在偏振的入射光的作用下 所产生的拉曼散射也是完全偏振的 由于液体和气体样品的分子取向是无规的 因此完全偏振的入射光所产生的散射光则不一定是完全偏振的 称做散射光的退偏 为了描述拉曼谱带的偏振性能变化的程度 引进了退偏比的概念 探测器 退偏比的测量 Iz 样品 探测器 退偏比的测量 Iy Iy 样品 设X Y Z为空间坐标系 分子固定在坐标系的原点 偏振方向在Z轴的入射光沿 Y轴方向入射 在X轴方向观测散射光 见图 散射光中不仅含有沿Z轴也含有沿Y轴方向的偏振分量 一般来说散射光中的这两个偏振分量的强度不相等 这些分量的强度可以分别从实验上测得 在散射光处插进一个光学装置 检偏器 按其取向透过一个偏振分量 然后转90 透过另一个偏振分量 令Iy I Iz I 分别表示散射光的偏振方向和入射光的偏振方向垂直和平行 定义表示入