Resolved-Sideband Raman Cooling of a Bound Atom to the 3-D
Zero-Point Energy
C. Monroe,
D.M. Meekhof, B.
E. King, S.R. Jefferts, W.M. Itano, and D.J. Wineland
Time and Frequency Division, National Institute of Standards and Technology,
Boulder, CO 80303
P. Gould
Department of Physics, University of Connecticut, Storrs, CT 06269
ABSTRACT
9+
We report laser-cooling of a single Be ion held in a rf (Paul) ion trap to where it occupies the quantum-mechanical ground state of motion. With the use of resolved-sideband stimulated-Raman cooling, the zero-point of motion is achieved 98% of the time in 1-D and 92% of the time in 3-D. Cooling to the zero-point energy appears to be a crucial prerequisite for future experiments such as the realization of simple quantum logic gates applicable to quantum computation.
PACS numbers: 32.80.Pj, 42.50.Vk, 42.65.Dr
1
Dramatic progress in the field of atomic laser-cooling has provided cooling of free or weakly-
bound atoms to temperatures near the Doppler cooling limit [1], near the photon recoil limit [2], and more recently below the photon recoil limit [3],[4]. For a tightly bound atom, a more natural energy scale is given by the quantized vibrational level n, where the energy is E = S T(n+?) for an atom
v
confined in a harmonic potential of frequency T. In this case, the fundamental cooling limit is the
v
n=0 zero-point energy of the binding potential. In this letter, we demonstrate a new technique for laser-cooling a trapped atom to the three-dimensional zero-point energy.
Attainment of the 3-D ground state is significant for two primary reasons: (i) it appears to be a goal of intrinsic interest as it is the fundamental limit of cooling for a bound atom and approaches the ideal of an isolated particle at rest; and (ii) it will be important in future planned experiments. For example, once the ion is cooled to the n=0 state, it should be possible to realize the Jaynes-Cummings interaction [5] in the regime of strong coupling and generate other nonclassical states of motion such as squeezed states [6],[7],[8]. If the collective motion of two or more trapped ions can be cooled to the zero-point, it may be possible to transfer correlation from the external motional state to the internal spin state of the ions. Generating "EPR"-like atomic spin states would not only be interesting from the point of view of quantum measurements [9], but may also allow a reduction of quantum noise in spectroscopy [6,7]. Zero-point cooling combined with long coherence times may make it possible to construct a quantum computer [10]. Cirac and Zoller have proposed a quantum computer based on a system of trapped ions, in which information is stored in the spin and motional states of the ions [11]. The fundamental switching action in this implementation of a quantum computer is a coherent exchange between the spin state of an individual ion and a collective vibrational state of the all the ions. Cooling to the zero-point energy and realizing the Jaynes-Cummings coupling is critical to this scheme.
We cool a single beryllium ion bound in a rf (Paul) ion trap to near the zero-point energy using resolved-sideband laser-cooling with stimulated-Raman transitions along the lines suggested in Ref. [6]. The idea of resolved-sideband laser-cooling with a single-photon transition is as follows
[12]. Consider a two-level atom characterized by resonant transition frequency T and radiative
linewidth (. We assume the atom is confined by a 1-D harmonic well of vibration frequency T ? (.
v
If a laser beam (frequency T) is incident along the direction of the atomic motion, the absorption
L
2
3
spectrum is composed of a "carrier" at frequency T and resolved frequency-modulation sidebands 0spaced by T which are generated from the Doppler effect. Cooling occurs if the laser is tuned to a v lower sideband, for example at T = T -T . In this case, photons of energy S (T -T ) are absorbed L 0v 0v and spontaneously emitted photons of average energy S T return the atom to its initial internal state 0thereby reducing the atom's kinetic energy by S T per scattering event (assuming S T is much greater v v than the photon recoil energy). Cooling proceeds until the atom's mean vibrational quantum number
in the harmonic well is given by +n , ((/2T ) ? 1 [1,[13]. The interaction with the laser is
min v 2significantly reduced once in the n=0 state; thus the zero-point state satisfies the operational definition of a dark state [14] for (/T sufficiently small. Resolved-sideband cooling in 2-D was v previously achieved on a Hg ion using a narrow single-photon optical quadrupole transition [15].
198+For laser-cooling with stimulated-Raman transitions [4,6,[16],[17], the single-photon transition is replaced by a stimulated-Raman transition between metastable levels (e.g., hyperfine or Zeeman electronic ground states), and spontaneous Raman transitions irreversibly recycle the internal state of the atom. Stimulated-Raman cooling offers the important practical advantages that the cooling linewidth can be varied experimentally, and the effective laser linewidth can be made very narrow by use of optical frequency modulators. These features of stimulated-Raman cooling have already been used to achieve very low temperatures for free or weakly bound neutral atoms in the unresolved-sideband limit [4]. Since narrow single-photon transitions are not required, the resolved-sideband Raman cooling technique described here can be generalized to many ion species, and may also be applied to strongly-bound neutral atoms held in dipole traps [18] and optical lattices [19].
The experiment is conducted as follows. We first achieve +n , 1 in 3-D (v=x,y,z) by v performing Doppler cooling on an allowed electric dipole transition (( large) and making the trap strong enough that T (. This Doppler "precooling" places the ion into the Lamb-Dicke regime
v ()x ? 8/2B , where )x is the rms spread of the ion position and 8 is the wavelength of the dipole transition). We reduce +n , further in 3-D by employing a second stage of cooling on narrower v Raman transitions between hyperfine ground states (( ? T ). Finally, we extract +n , by measuring Ram v v the asymmetry of the resolved motional sidebands in the Raman absorption spectrum [15].
A single Be ion is stored in a coaxial-resonator-based rf (Paul) ion trap (r 170 μm,9+0z 130 μm) described in Ref. [20]. A potential V cos(S t) is applied to the ring (V 600 V,
0 00 0
4
S /2B 231 MHz), yielding Be pseudopotential oscillation frequencies of (T ,T ,T )/2B (11.2,
0 x y z 9+18.2, 29.8) MHz along the principal axes of the trap [21]. Once a Be ion is loaded in the trap, its 9+lifetime is about 6 hours (background pressure < 10 Pa).
-8The geometry and polarizations of the various laser beams as well as the relevant energy levels
in Be are summarized in Fig. 1. The quantization axis is defined by an applied magnetic field 9+*B * 0.18 mT. Laser radiation (beam D2, F -polarized) detuned slightly to the red of the +S (F=2) 6 P transitions (8 313 nm, (/2B 19.4 MHz, P hyperfine structure 1 MHz) is 2 2 21/2 3/2 3/2directed at oblique angles to all the principal axes of the trap, providing Doppler precooling in all trap
dimensions. A second 313 nm source (beam D1, F -polarized) tuned to the S (F=1) 6 P + 2 21/2 3/2
transition prevents optical pumping to the F=1 ground state. A pair of Raman beams is also directed into the trap (beams R1 and R2) to drive a much narrower transition between the S *F=2, and
21/2*F=1, hyperfine ground states of Be through the virtual P state. The Raman beams are detuned 9+ 21/2
12 GHz to the red of the S 6 P transition with a difference frequency very near the S 2 2 21/2 1/2 1/2
hyperfine splitting of T /2B 1.250 GHz. A third 313 nm source (beam D3, F -polarized) is tuned
0+to the S (F=2) 6 P (F=2) transition and depletes the *F,m , = *2,1, ground state. Beams D1, D2,
2 21/2 1/2 F and D
3 are derived from two frequency-doubled dye lasers, producing 5-10 μW of power in each beam, enough to saturate the ion near resonance. Beams R1 and R2 are derived from a third frequency-doubled dye laser, providing a few mW of power in each beam. The difference frequency of the Raman beams is tunable over the range 1200-1300 MHz with the use of a double-pass acoustooptic modulator (AOM). The counterpropagating Raman beams are also at oblique angles to the trap's principal axes and are therefore sensitive to motion in all dimensions. All beams are shuttered with AOMs. The 313 nm fluorescence from the trapped ion is imaged through f/2 optics onto a position-sensitive photomultiplier tube, resulting in a photon count rate as high as 10 kHz (quantum efficiency 2×10). The background count rate is 100 Hz.
-4Doppler precooling, Raman cooling, and measurement of the Raman absorption spectrum are
accomplished by following the sequence outlined in Table I. After precooling (beams D1, D2, and D3), the ion is prepared in the S *2,2, electronic ground state by turning off beam D2. The relative 21/2tuning of the Raman beams is set to a first lower (red) sideband near T - T , driving a stimulated-0 v Raman transition from the *2,2,*n , state to the *1,1,*n -1, state. The ion is then recycled with
v v
5
nearly-resonant beams D1 and D3, inducing spontaneous Raman transitions predominantly to the *2,2,*n -1, state. This cycling of stimulated and spontaneous Raman transitions (steps 3 and 4 of
v Table I) is repeated as desired on any or all of the three dimensions. The relative tuning of the Raman beams is then set near T + *, and a stimulated-Raman "probe" transition is driven between the 0 pr states, where )n =0,±1. The probability of driving the probe transition is then measured by driving v an stimulated-Raman "exchange B -pulse" from *2,2,*n , : *1,1,*n ,, followed by driving the cycling v v S *2,2, 6 P *3,3, transition with beam D2 and gating and collecting the fluorescence. (The 2 21/2
3/2"exchange B -pulse" in step 6 of the table reduces the fluorescence noise when +n , 0.) The ion v scatters thousands of photons on the cycling transition before decaying into the *1,1, electronic state due to imperfect circular polarization of beam D2, resulting in a net quantum efficiency near 1. As this sequence is repeated at 4 kHz, * is slowly swept, yielding the Raman absorption spectrum.
pr The Raman "carrier" represents the transition *2,2,*n , 6 *1,1,*n , and occurs at * / 0v v pr (compensating for stable Zeeman and AC Stark shifts of 2 MHz). In the Lamb-Dicke regime, the
carrier feature has strength I = sin (SJ ), where S = g g /) is the carrier Rabi flopping frequency,
c pr 122J is the exposure time of the atom to the probe Raman beams, g an
d g ar
e the resonant Rabi pr 1 2
frequencies of Raman beams R1 and R2, and ) is the detuning of the Raman beams from the excited state (we assume ) ? (,g ,g ) [6]. In each dimension, blue and red sidebands occurring at * = ±T 12 pr v represent the transitions *2,2,*n , 6 *1,1,*n ±1,. The strengths of the blue and red sidebands in the
v v Lamb-Dicke regime are given by I = +sin [SJ 0(n +1)], and I = +sin [SJ 0n ],, where the v pr v v v pr v v
blue 2? red 2?average is performed over the distribution of n. The Lamb-Dicke parameters are given by 0 = *k r v v v v = (0.21, 0.12, 0.09), where *k = 2k is the component of the difference in the counterpropagating
v v Raman beam wavevectors in the vth dimension, and r = (S /2m T ) is the spread of the n =0
v v v ?wavefunction. The sideband Rabi flopping frequencies S0 are typically a few hundred kilohertz, thus v the absorption features are well-resolved and spontaneous emission during all stimulated-Raman processes is negligible.
A Raman absorption spectrum of the first blue and red sidebands of the x direction (* = ±T )pr x is shown in Fig. 2 (solid points) for Doppler precooling only (omitting steps 3 and 4 in Table I).Similar features appear at * = ±T and ±T . If n is thermally distributed, then it is straightforward pr y z v to show that I /I = +n ,/(1++n ,), independent of SJ 0. By recording several spectra varying
red blue v v v v pr v
J, we find the ratio of red to blue sideband strength remains approximately constant, indicating a pr
nearly thermal distribution of n. (We ensure that S is the same on the blue and red sidebands.) We
v
measure +n, for a variety of red detunings of Doppler precooling beams D1 and D2, and obtain v
values as low as +n, (0.47, 0.30, 0.18) in the three dimensions at a detuning of about -30 MHz (we v
estimate 10% uncertainties in the measurements). At other detunings, we measure values as high
as +n, 7. These values and their behavior with detuning are consistent with the theoretical limit v
of Doppler cooling [17].
Figure 2 includes a Raman absorption spectrum following additional sideband Raman cooling (hollow points). Five Raman cooling cycles in the x dimension are employed (steps 3 and 4 of Table
I with T = T). The exposure time J of the last Raman pulse is set so that SJ0 B/2 or
v x Ram Ram x
J 2.5 μs, corresponding to nearly a B-pulse from the n=1 state to the n=0 state. The durations Ram x x
of the earlier pulses are set shorter to optimize the cooling. The recycle time between each stimulated-Raman transition is about 7 μs, ample time for the ion to scatter the expected average of 3 photons from beams D1 and D3 and ultimately get recycled to the *2,2, state. The suppression of the red sideband (and growth of the blue sideband) indicates the extent of the additional cooling,
from +n, 0.47 to +n, 0.014(10) (the n=0 state is occupied 98% of the time). We observe no x x x
further cooling by increasing the number of Raman cooling cycles beyond about five, and see little sensitivity to the details of the Raman cooling pulse durations. As discussed above, we verify that
the distribution of n is nearly thermal after Raman cooling. We achieve resolved-sideband Raman v
cooling in 3-D by sequentially driving on all three red sidebands. Five cycles of cooling are applied to each dimension (order: xyzxyz...) by alternating the tuning of the Raman cooling beams between the three red sidebands. From the measured asymmetry of each pair of sidebands, we infer 3-D
Raman cooling to +n, (0.033, 0.022, 0.029), or the n=n=n=0 three-dimensional ground state v x y z
being occupied 92% of the time.
The limit of Raman cooling is determined by heating from off-resonant stimulated-Raman
22-3
transitions (expected to result in a limit of +n, (g g)/(T)) 10) and heating from off-
x StRam12v
2-3 resonant spontaneous emission from the Raman beams (a limit of +n, (g g/))0(J 10).
x SpRam12x Ram
We believe the minimum measured value of +n, 0.02 may be due to anomalous heating of the ion,
x
which we measure to be M+n,/M t +1/msec by inserting various amounts of time between cooling and
6
probing. We are currently investigating the source of this heating.
9+
In summary, we present cooling of a single trapped Be ion to the zero-point energy using
the technique of resolved-sideband stimulated-Raman cooling. The ion is cooled in 1-D so that the
n=0 state is occupied 98% of the time, and in 3-D so that the n=n=n=0 state is occupied 92% x x y z
of the time. By driving stimulated-Raman transitions between hyperfine states of the ion, we realize a Jaynes-Cummings coupling between the internal spin state and the external vibrational state of the ion. This is exploited here for zero-point cooling, but can also be used for the possible preparation of correlated spin states of two or more trapped ions [7], and for the demonstration of quantum logic gates applicable to quantum computation [11].
This work is supported by the Office of Naval Research and the Army Research Office. We acknowledge considerable contributions from J.C. Bergquist. We thank N.R. Newbury, J.D. Miller, and M. Young for comments on the manuscript.
7
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[21]The drive frequency S 231 MHz is much larger than the pseudopotential vibration
frequencies T, so the contribution of the driven "micromotion" at S to the overall amplitude v0
of the ion motion is very small. This includes the micromotion induced from static background fields, which are minimized with compensation electrodes (see Ref. [20]).
Moreover, the small FM micromotion sidebands at ±S are well resolved (S ? () and far
00 from the region of interest in the absorption spectrum. Thus the trap can be accurately approximated as a simple harmonic oscillator with frequencies T.
v
8
TABLE I. Timing sequence for Doppler precooling, resolved-sideband stimulated-Raman cooling, and Raman detection of +n,. As sequence is repeated through steps 1-7, * is slowly swept across
v pr
absorption features. Raman cooling steps (3 and 4) are repeated as desired within the sequence.
duration beams beam beams Raman
step(μs)D1,D3D2R1,R2tuning function
1 50 on on off -Doppler precool
2 7 on off off -prepare in *2,2, state
31-3 off off on T - T stimulated-Raman transition *2,2,*n,6*1,1,*n-1,
0v v v
4 7 on off off -spontaneous Raman recycle *1,1,*n-1,6*2,2,*n-1,
v v
51-3 off off on T + *probe +n, with stim. Raman transitions *2,2,*n,6*1,1,*n',
0pr v v v
6 1off off on T exchange B-pulse: *2,2,*n,:*1,1,*n,
0v v
7 200 off on off -detect transition in step 5: cycle on *2,2,6*3,3,; collect fluor.
9
10FIGURE CAPTIONS
FIG. 1. (a) Laser beam geometry. The trap ring electrode (in the x-y plane) is shown rotated 45E into the page (the endcap electrodes along the z-axis are not shown; see Ref. [20]). A magnetic field
B defines a quantization axis along x ^/ 2 + y ^/2 + z ^/2, and laser beam polarizations are indicated.Fluorescence light is collected along the direction perpendicular to the page. (b) Relevant Be 9+
energy levels (not to scale), indicated by F,m quantum numbers in the S ground state (P fine-
F 1/22 2structure splitting is 197 GHz, S hyperfine splitting is T /2B 1.250 GHz, and the P hyperfine 2 21/2 0 3/2
and Zeeman structure is not resolved). All optical transitions are near 8 313 nm. D1 and D2:Doppler precooling and detection beams; D3: *2,1, depletion beam; R1 and R2: Raman beams. The
detuning of R1 and R2 from the S 6 P transition is )/2B 12 GHz.2 21/2 1/2
FIG. 2. Raman absorption spectrum of a single Be ion after Doppler precooling (solid points) and 9+after 5 cycles of additional resolved-sideband stimulated-Raman cooling on the x dimension (hollow points). The observed count rate is normalized to the probability P{*2,2,} of the ion being in the *2,2, state. The first blue and red sidebands of the x dimension are shown at */2B ±11.2 MHz.
pr Similar sidebands are found near ±18.2 MHz (y dimension) and at ±29.8 MHz (z dimension). For precooling, the asymmetry in the sidebands indicates a thermal average vibrational occupation number of +n , 0.47(5). For Raman cooling, the reduction of the red sideband and growth of the blue x sideband implies further Raman cooling in the x-dimension to +n , 0.014(10). The widths of the x features are consistent with the 2.5 μs Raman probe time. Each point represents an average of 400measurements, corresponding to 5 minutes of integration time for the entire data set. The lines connect the data points.
红外光谱分析概述（上） 1．红外光谱 红外光谱是反映红外辐射强度或其他与之相关性质随波长（波数）变化的谱图。目前，它是一种被广泛应用于研究表征物质的化学组成，在分子层次上的结构及分子间相互作用的有力手段。红外射线发现于1800年，在用普通温度计测量可见光谱的温度效应时，在红光一端的外侧观察到有较强的热效应。后来，实验证实了这是由一种肉眼看不见、波长比红光更长的电磁辐射所造成的，这种电磁辐射被称为红外光。通常将红外辐射的波长范围定为0.8～1000微米，并可粗略地分为三个波段：（1）近红外的波段为0.8～2.5微米，波数为12500～4000厘米-1；（2）中红外的波段为2.5～25微米，波数为4000～400厘米-1；（3）远红外的波段为25～1000微米，波数为400～10厘米，目前，实验上已能测定到2500微米，波数为4厘米-1。相应地有近红外光谱、中红外光谱和远红外光谱。 红外光谱的形式虽然多种多样，从本质上可分为发射光谱和吸收光谱两大类。物体的红外发射光谱是指样品在通过受激或自发辐射的条件下，所发射的红外光的强度随波长(波数)变化的光谱图，红外发射光谱主要决定于物体的温度和化学组成。吸收光谱是指样品对红外辐射的吸收能力随波长(波数)变化的光谱图，在实验上，使红外光与样品发生相互作用，测定红外光与物质相互作用前后光强的变化与波长(波数)之间的关系, 称红外吸收光谱。 2．分子的振动和转动光谱 对于分子体系而言，其振动和转动是量子化的，其能级差所对应的光子的波长落在红外光范围，因此是红外光谱(拉曼光谱)的主要研究对象。研究指出，红外光谱的研究范围不仅仅局限于分子的振动、转动跃迁，某些特殊体系的电子能级跃迁亦可能落在红外光谱波段范围内，例如，超大规模共轭体系的电子跃迁、某些稀土离子的f-f能级跃迁等等。不过目前绝大多数的红外光谱研究工作仍集中于分子的振动能级跃迁上，以最简单的双原子为例，其振动吸收Eν可近似地表示为： 式中h为普朗克常数；ν为振动量子数（取正整数）；n0为简谐振动频率。当ν=0时，分子的能量最低，称为基态。处于基态的分子受到频率为n0的红外射线照射时，分子吸收了能量为n0的光量子，跃迁到第一激发态，得到频率为n0的红外吸收带, 它称为分子振动的基频。反之，处于该激发态的分子也可发射频率为n0的红外射线而恢复到基态。n0的数值决定于分子的约化质量μ和力常数κ： κ决定于原子的核间距离、原子的特性和化学键及键级等。 在多原子分子体系中，各原子在平衡位置附近作相对运动。这些振动方式可以被分解为各种简正振动的线性组合，所谓简正振动就是指分子中各原子以同一频率、同一相位在平衡位置附近作简揩振动。含N个原子的非线分子有3N-6个简正振动方式；线性分子有3N－5种简正振动方式。 对于分子的转动而言，往往可以假定分子为刚性转子，则其转动能量Er为： 红外光谱分析概述（中）
碱土光谱分析：从图中不难看出，从380nm~430nm随波长增加而逐渐上升，但反射率很低，反射率在0.5以下；430nm~780nm反射率呈平稳上升趋势，在近可见光波段反射率已达0.8；在近红外波段反射率增长趋势更显趋缓 水的光谱分析：清水的反射率在各个波段均较低（<%2）.380nm~430nm随波长的增加反射率迅速增加，即紫光波段透射能力较弱，之后随波长的增加反射率逐渐减小，至760nm的近红外波段反射率几乎为零。 绿叶光谱分析：总体看来呈现五谷四峰的状态，450nm处于低谷处于蓝色光波段、670nm处于低谷处于红色波段（低谷的原因在于绿色植物在这两个波段的吸收率比较大，故反射率较低）；500nm处反射率较高，原因是绿色反射率较高，非叶绿色吸收带；700~130nm反射率较高，其原因是其细胞结构（细胞质、细胞壁等结构）；其后的三谷两峰是水的吸收带（绿叶饱含水分）。 枯叶光谱分析：枯叶的光谱反射率很显然在各个波段均低于绿叶，尤其在可见光（紫光、蓝光、红光）段其反射率几乎为零，原因在于对红光和蓝光的吸收率更大了，没有了叶绿素；700~1300nm反射率也低于绿叶，原因在于其细胞结构也不再完整，对可见光的反射能力也下降了；接下来的三谷两峰也较低于绿叶，原因是含水量明显减少（几乎为零）。 红叶光谱分析：红叶在可见光波段（红色波段除外），反射率几乎为零，究其原因：没有叶绿素，对任何波段的可见光都有很强的吸收能力，唯独强烈反射红色波段。近红外波段，随波长的增加反射率呈现出缓慢上升的情况，原因：有其细胞结构，反射率挺高的。 正常植被土：反射率非常低，也没有明显的峰谷和峰谷，近乎为零。原因是土颜色呈现出灰黑色，且还是粘土，光泽度较低，有机质含量较高含水量也很大。
拉曼光谱由于近几年来以下几项技术的集中发展而有了更广泛的应用。这些技术是：CCD检测系统在近红外区域的高灵敏性，体积小而功率大的二极管激光器，与激发激光及信号过滤整合的光纤探头。这些产品连同高口径短焦距的分光光度计，提供了低荧光本底而高质量的拉曼光谱以及体积小、容易使用的拉曼光谱仪。（一）含义 光照射到物质上发生弹性散射和非弹性散射.弹性散射的散射光是与激发光波长相 同的成分.非弹性散射的散射光有比激发光波长长的和短的成分,统称为拉曼效应 当用波长比试样粒径小得多的单色光照射气体、液体或透明试样时，大部分的光会按原来的方向透射，而一小部分则按不同的角度散射开来，产生散射光。在垂直方向观察时，除了与原入射光有相同频率的瑞利散射外，还有一系列对称分布着若干条很弱的与入射光频率发生位移的拉曼谱线，这种现象称为拉曼效应。由于拉曼谱线的数目，位移的大小，谱线的长度直接与试样分子振动或转动能级有关。因此，与红外吸收光谱类似，对拉曼光谱的研究，也可以得到有关分子振动或转动的信息。目前拉曼光谱分析技术已广泛应用于物质的鉴定，分子结构的研究谱线特征 （二）拉曼散射光谱具有以下明显的特征： a.拉曼散射谱线的波数虽然随入射光的波数而不同，但对同一样品，同一拉曼谱线的位移与入射光的波长无关,只和样品的振动转动能级有关； b.在以波数为变量的拉曼光谱图上，斯托克斯线和反斯托克斯线对称地分布在瑞利散射线两侧,这是由于在上述两种情况下分别相应于得到或失去了一个振动量子的 能量。
c.一般情况下，斯托克斯线比反斯托克斯线的强度大。这是由于Boltzmann分布，处于振动基态上的粒子数远大于处于振动激发态上的粒子数。 （三）拉曼光谱技术的优越性 提供快速、简单、可重复、且更重要的是无损伤的定性定量分析，它无需样品准备，样品可直接通过光纤探头或者通过玻璃、石英、和光纤测量。此外 1由于水的拉曼散射很微弱，拉曼光谱是研究水溶液中的生物样品和化学化合物的理想工具。 2拉曼一次可以同时覆盖50-4000波数的区间，可对有机物及无机物进行分析。相反，若让红外光谱覆盖相同的区间则必须改变光栅、光束分离器、滤波器和检测器3拉曼光谱谱峰清晰尖锐，更适合定量研究、数据库搜索、以及运用差异分析进行定性研究。在化学结构分析中，独立的拉曼区间的强度可以和功能集团的数量相关。4因为激光束的直径在它的聚焦部位通常只有0.2-2毫米，常规拉曼光谱只需要少量的样品就可以得到。这是拉曼光谱相对常规红外光谱一个很大的优势。而且，拉曼显微镜物镜可将激光束进一步聚焦至20微米甚至更小，可分析更小面积的样品。5共振拉曼效应可以用来有选择性地增强大生物分子特个发色基团的振动，这些发色基团的拉曼光强能被选择性地增强1000到10000倍。 （四）几种重要的拉曼光谱分析技术 1、单道检测的拉曼光谱分析技术
拉曼光谱原理及应用简介 当用波长比试样粒径小得多的单色光照射气体、液体或透明试样时，大部分的光会按原来的发现透射，而一小部分则按不同的角度散射开来，产生散射光。在垂直方向观察时，除了与原入射光有相同频率的瑞利散射外，还有一系列对称分布着若干条很弱的与入射光频率发生位移的拉曼谱线，这种现象称为拉曼效应。由于拉曼谱线的数目，位移的大小，谱线的长度直接与试样分子振动或转动能级有关。因此，与红外吸收光谱类似，对拉曼光谱的研究，也可以得到有关分子振动或转动的信息。目前拉曼光谱分析技术已广泛应用于物质的鉴定，分子结构的研究。 应用激光光源的拉曼光谱法。应用激光具有单色性好、方向性强、亮度高、相干性好等特性，与表面增强拉曼效应相结合，便产生了表面增强拉曼光谱。其灵敏度比常规拉曼光谱可提高104~107倍，加之活性载体表面选择吸附分子对荧光发射的抑制，使分析的信噪比大大提高。已应用于生物、药物及环境分析中痕量物质的检测。共振拉曼光谱是建立在共振拉曼效应基础上的另一种激光拉曼光谱法。共振拉曼效应产生于激发光频率与待测分子的某个电子吸收峰接近或重合时，这一分子的某个或几个特征拉曼谱带强度可达到正常拉曼谱带的104~106倍，有利于低浓度和微量样品的检测。已用于无机、有机、生物大分子、离子乃至活体组成的测定和研究。激光拉曼光谱与傅里叶变换红外光谱相配合，已成为分子结构研究的主要手段。
1. 激光拉曼光谱法的原理是拉曼散射效应 拉曼散射：当激发光的光子与作为散射中心的分子相互作用时，大部分光子只是发生改变方向的散射，而光的频率并没有改变，大约有占总散射光的10-10-10-6的散射，不光改变了传播方向，也改变了频率。这种频率变化了的散射就称为拉曼散射。对于拉曼散射来说，分子由基态E0被激发至振动激发态E1，光子失去的能量与分子得到的能量相等为△E反映了指定能级的变化。因此，与之相对应的光子频率也是具有特征性的，根据光子频率变化就可以判断出分子中所含有的化学键或基团。这就是拉曼光谱可以作为分子结构的分析工具的理论工具。 2. 拉曼光谱仪的主要部件有： 激光光源、样品室、分光系统、光电检测器、记录仪和计算机。 3. 应用 激光拉曼光谱法的应用有以下几种：在有机化学上的应用，在高聚物上的应用，在生物方面上的应用，在表面和薄膜方面的应用。 有机化学：拉曼光谱在有机化学方面主要是用作结构鉴定的手段，拉曼位移的大小、强度及拉曼峰形状是判断化学键、官能团的重要依据。利用偏振特性，拉曼光谱还可以作为顺反式结构判断的依据。 高聚物：拉曼光谱可以提供关于碳链或环的结构信息。在确定异构体（单休异构、位置异构、几何异构和空间立现异构等）的研究中
激光拉曼光谱 [实验目的] 1、学习使用光谱测量中常用的仪器设备； 2、测量4CCl （液体）的拉曼光谱； 3、学习简单而常用的光谱处理方法，并对4CCl 的拉曼光谱进行处理，求出4CCl 的主要拉曼线的拉曼位移。 [拉曼光谱基本原理] 1、 现象 频率0v 的单色辐射入射到透明气体、液体或光学上完整透明的固体上时，大部分辐射无改变地透过，还有一部分受到散射。其中将出现频率为0m v v ±的辐射对。这种辐射频率发生改变的散射成为拉曼（Raman ）散射；还有辐射频率不发生改变的散射称为瑞利散射。一般把瑞利散射和拉曼散射合起来所形成的光谱称为拉曼光谱，即0v 和0m v v ±合起来构成拉曼光谱。0v 称为瑞利线，0m v v ±称为拉曼线，m v 称为拉曼位移。且频率为0m v v -的拉曼线称为斯托克斯线，频率为0m v v +的拉曼线称为反斯托克斯线。瑞利散射的强度通常约为入射辐射强度的310-，强的拉曼散射的强度一般约为瑞利散射强度的310-， 2、 解释 对拉曼散射的完整理论解释是非常复杂的，限于篇幅这里不作介绍，请大家参看附后的有关参考书。下面用一个简单模型——散射系统与入射辐射之间的能量交换模型对其加以解释。 设散射系统有两个能级1E 、2E ，且有21E E >，210E E hv ->。由于入射辐射的相互作用，系统可以从低能级1E 跃迁到高能级2E ，这是必须要从入射辐射中获得所需能量21E E E ?=-。这个过程可以认为是系统吸收一个能量为0hv 的入射光子，从1E 能级跃迁到某一更高能级（通常散射系统并没有这样一个能级，所
以称其为虚能级），然后，放出一个能量为0hv E -?的散射光子而跃迁到2E 能级。此时，散射光子的频率可表述为： 000m hv E E v v v v h h -??= =-=- 另一方面，如果散射系统处于激发能级2E ，由于相互作用的存在，它可以从高能级2E 跃迁到低能级1E 。此时系统必须把能量21E E E ?=-交给入射辐射。同样这一过程可认为是系统吸收一个能量为0hv 的入射光子。从2E 能级跃迁到某一高的虚能级，然后以放出一个能量为0hv E +?的散射光子而跃迁到1E 能级。此时，散射光子的频率可表述为： 000m hv E E v v v v h h +??==+=+ 以上的描述可用图1来直观表示。 拉曼散射所涉及到得能级1E 、2E ，一般为散射系统的振动、转动能级（对于分子系统而言），或为晶格振动能级（对于晶体而言）。即拉曼位移m v 通常对应系统的振动、转动频率或晶体振动频率。
近红外光谱分析及其应用简介 1、近红外光谱分析及其在国际、国内分析领域的定位 近红外光谱分析是将近红外谱区（800-2500nm）的光谱测量技术、化学计量学技术、计算机技术与基础测试技术交叉结合的现代分析技术，主要用于复杂样品的直接快速分析。近红外分析复杂样品时，通常首先需要将样品的近红外光谱与样品的结构、组成或性质等测量参数（用标准或认可的参比方法测得的），采用化学计量学技术加以关联，建立待测量的校正模型；然后通过对未知样品光谱的测定并应用已经建立的校正模型，来快速预测样品待测量。 近红外光谱分析技术自上世纪60年代开始首先在农业领域应用，随着化学计量学与计算机技术的发展，80年代以来逐步受到光谱分析学家的重视，该项技术逐渐成熟，90年代国际匹茨堡会议与我国的BCEIA等重要分析专业会议均先后把近红外光谱分析与紫外、红外光谱分析等技术并列，作为一种独立的分析方法；2000年PITTCON 会议上近红外光谱方法是所有光谱法中最受重视的一类方法，这种分析方法已经成为ICC（International Association for Cereal Science and Technology国际谷物科技协会）、AOAC(American Association of Official Analytical Chemists美国公职化学家协会)、AACC（American Association of Cereal Chemists美国谷物化学家协会）等行业协会的标准；各发达国家药典如USP(United States Pharmacopoeia美国药典)均收入了近红外光谱方法；我国2005年版的药典也将该方法收入。在应用方面近红外光谱分析技术已扩展到石油化工、医药、生物化学、烟草、纺织品等领域。发达国家已经将近红外方法做为质量控制、品质分析和在线分析等快速、无损分析的主要手段。 我国对近红外光谱技术的研究及应用起步较晚，上世纪70年代开始，进行了近红外光谱分析的基础与应用研究，到了90年代，石化、农业、烟草等领域开始大量应用近红外光谱分析技术，但主要是依靠国外大型分析仪器生产商的进口仪器。目前国内能够提供完整近红外光
拉曼光谱仪的工作参数介绍 当开始进行样品测试时，需注意选择正确的工作参数和条件。 激光器的功率要随不同测试样品而改变，对固体或液体等不易分解的可用较强功率激发，生物样品等应选较低功率激发。 积分时间可在开始时选择10s一次，正式测量时可根据信噪比的情况而定，信噪比高的积分时间可稍短，反之可采用较长时间积分。 狭缝宽度的选择可根据所测光谱是否需要高分辨或高共焦模式来决定大小。 为保证给出的拉曼光谱图，可在光路调校好之后用快速扫描模式进行一次预扫描； 然后根据测定要求和预扫描情况设定扫描范围、步长、积分时间、狭缝宽度、激发功率和扫描次数等进行正式测定。 若样品易于光解，除降低激光功率外，还可更换测试点实施分段扫描。 完成测试后，应在显微镜下检查样品足否已经损伤(光解、热解、脱落或变性等)。 拉曼光谱仪在中草药研究中的应用包括： 1、中药的优化 对于中草药及中成药和复方这一复杂的混合物体系，不需任何成分分离提取直接与细菌和细胞作用；
利用拉曼光谱无损采集细菌和细胞的光谱图，观察细菌和细胞的损伤程度，研究其药理作用，并进行中药材、中成药和方剂的优化研究。 2、中草药化学成分分析 薄层色谱(TLC)能对中草药进行有效分离但无法获得各组份化合物的结构信息； 而表面增强拉曼光谱(SERS)具有峰形窄、灵敏度高、选择性好的优点，可对中草药化学成分进行高灵敏度的检测。 利用TLC的分离技术和SERS的指纹性鉴定结合，是一种在TLC原位分析中草药成分的新方法。 3、中草药的无损鉴别 由于拉曼光谱分析，无需破坏样品，因此能对中草药样品进行无损鉴别，这对名贵中中草药的研究特别重要。 4、中草药的稳定性研究 利用拉曼光谱仪动态跟踪中草药的变质过程，这对中草药的稳定性预测、监控药材的质量具有直接的指导作用。 拉曼光谱仪使用的注意事项 (1)激发光使用好预热一下，拉曼光谱仪的话还要注意拉曼探头端面的清洁，如果窗口片脏掉的话会影响测试效果了。 (2)在打开拉曼光谱仪之前，先把拉曼探头的盖子打开且探头禁止对着人。
拉曼光谱学 ——原理及应用HORIBA Jobin Yvon北京办事处
报告内容 ?1-什么是拉曼光谱? –简单介绍 ?2-拉曼光谱仪工作原理介绍 ?3-拉曼光谱在材料研究中的应用介绍?4-HORIBA Jobin Yvon拉曼光谱仪简介
1928年，印度科学家C.V Raman in首先在CCL 4光谱 中发现了当光与分子相互作用后，一部分光的波长 会发生改变（颜色发生变化），通过对于这些颜色 发生变化的散射光的研究，可以得到分子结构的信 息，因此这种效应命名为Raman效应。 时间 和发现人? Provided by Prof. D. Mukherjee, Director of Indian Association for the Cultivation of Science
λlaser λscatter >λlaser 瑞利散射λscatter = λlaser 拉曼散射 光散射的过程：激光入射到样品，产生散射光。 散射光弹性散射（频率不发生改变-瑞利散射） 非弹性散射（频率发生改变-拉曼散射）
2 0004 000 6 0008 00010 000I n t e n s i t y (c n t )400600Raman Shift (cm -1) 520不同材料的拉曼光 谱有各自的不同于其它材料的特征的光谱-特征谱 z 为表征和鉴别材料提 供了指纹谱 z 深入开展光谱学和材 料物性研究打下基础 1332 1580 20000 15000 10000 5000 100012001400160018002000 Wavenumber (cm-1)?组分信息?结构信息
光谱分析 根据物质的光谱来鉴别物质及确定它的化学组成和相对含量的方法叫光谱分析．其优点是灵敏，迅速．历史上曾通过光谱分析发现了许多新元素，如铷，铯，氦等．根据分析原理光谱分析可分为发射光谱分析与吸收光谱分析二种；根据被测成分的形态可分为原子光谱分析与分子光谱分析。光谱分析的被测成分是原子的称为原子光谱,被测成分是分子的则称为分子光谱。 由于每种原子都有自己的特征谱线，因此可以根据光谱来鉴别物质和确定它的化学组成．这种方法叫做光谱分析．做光谱分析时，可以利用发射光谱，也可以利用吸收光谱．这种方法的优点是非常灵敏而且迅速．某种元素在物质中的含量达10^-10(10的负10次方)克，就可以从光谱中发现它的特征谱线，因而能够把它检查出来． 光谱分析在科学技术中有广泛的应用.检查半导体材料硅和锗是不是达到了高纯度的要求时,帮助人们发现了许多新元素.研究天体的化学组成. 复色光经过色散系统（如棱镜、光栅）分光后，按波长（或频率）的大小依次排列的图案。例如，太阳光经过三棱镜后形成按红、橙、黄、绿、蓝、靛、紫次序连续分布的彩色光谱。红色到紫色，相应于波长由7，700—3，900埃的区域，是为人眼所能感觉的可见部分。红端之外为波长更长的红外光，紫端之外则为波长更短的紫外光，都不能为肉眼所觉察，但能用仪器记录。 因此，按波长区域不同，光谱可分为红外光谱、可见光谱和紫外光谱；按产生的本质不同，可分为原子光谱、分子光谱；按产生的方式不同，可分为发射光谱、吸收光谱和散射光谱；按光谱表观形态不同，可分为线光谱、带光谱和连续光谱。原理 发射光谱分析是根据被测原子或分子在激发状态下发射的特征光谱的强度计算其含量。 吸收光谱是根据待测元素的特征光谱,通过样品蒸汽中待测元素的基态原子吸收被测元素的光谱后被减弱的强度计算其含量。它符合郎珀-比尔定律: A= -lg I/I o= -lgT = KCL 式中I为透射光强度，I0为发射光强度，T为透射比，L为光通过原子化器光程由于L是不变值所以A=KC。
实验报告 课程名称： 材料科学基础实验 指导老师： 乔旭升 成绩： 实验名称： 光谱分析 实验类型： 同组学生姓名： 一、实验目的和要求（必填） 三、主要仪器设备（必填） 五、实验数据记录和处理 七、讨论、心得 二、实验容和原理（必填） 四、操作法和实验步骤 六、实验结果与分析（必填）一、实验目的 通过本实验了解紫光/可见光光度计、傅里叶变换红外光谱仪（FTIR ）和荧光光谱仪的基本原理、主要用途和实际操作过程。掌握玻璃透光率、薄膜吸收光谱、固体粉末红外光谱和固 体发光材料荧光光谱的测试法。学习分析影响测试结果的主要因素。 二、实验原理 电磁波可与多种物质相互作用。如果这种作用导致能量从电磁波转移至物质，就称为吸收。当光波与某一受体作用时，光子和接受体之间就存在碰撞。光子的能量可被传递给接受体而被吸收，由此产生吸收光谱。通常紫外和可见光的能量接近于某两个电子能级地能量差，故紫外与可见光吸收光谱起源于价电子在电子能级之间的跃迁，又称为电子光谱。 当一束平行单色光照射到非散射的均匀介质时，光的一部分将被介质所反射，一部分被介质吸收，一部分透过介质。如果入射光强度为I0.反射光强度为Ir ，吸收光强度为Ia ，透过光强度为It ，则有I0=Ir+Ia+It 投射光强度与入射光强度之比称为透光率 T=It/I0 当一束具有连续波长的红外光照射某化合物时，其分子要吸收一部分光能转变为分子的震专业： 材料0902 姓名： 王应恺 学号： 3090100481 日期： 11.29 地点： 曹楼230 装 订 线
动能量或转动能量。此时若将其透过的光用单色器进行色散，就可得到一带暗条的谱带。以红外光的波长或波数为横坐标，以吸收率或者透过率百分数为纵坐标，把该谱带记录下来，就可得到该化合物的红外吸收光谱图。不同的化合物均有标准特征谱，将实验所得的光谱与标准谱对照，就可进行分子结构的基础研究和化合组成的分析。可由吸收峰的位置和形状来推知被测物的结构，按照特征峰的强度来测定混合物中各组分的含量。 当分子吸收来自光辐射的能量后，其本身就由处于稳定的基态跃迁至不稳定的激发态：M+hν→。激发态是不稳定的，寿命极短，激发态分子会迅速以向围散热或再发射电磁波（荧光或磷光）的式回到基态：→M+荧光（或磷光）。任能产生荧光（或磷光）的物质 都具有两个特征光谱：激发光谱和发射光谱。 激发光谱：荧光（或磷光）为光致发光，因此必须选择合适的激发光波长，这可通过激发光谱曲线来确定。选择荧光（或磷光）的最大发射波长为测量波长（监控波长），改变激发光的波长，测量荧光强度变化。以激发光波长为横坐标，荧光强度为纵坐标作图，即可获得激发光谱。激发光谱形状与吸收光谱形状极为相似，经校正后的激发光谱与吸收光谱不仅形状相同，而且波长位置一致。这是因为物质吸收能量的过程就是激发过程。 发射光谱：将激发波长固定在最大激发波长处，然后扫描发射波长，测定不同波长处的荧光（或磷光）强度，即可得到荧光（或磷光）发射光谱。 三、仪器简介 1．紫外/可见光分光光度计 PE公司的Lambda20双光束紫外/可见光分光光度计，测量光谱围190-1100nm；杂散光0.01%T；波长精度0.1nm；最高扫描速度2880nm/min。该仪器的整个操作过程可完全由计算机控制，随机提供的UV-Winlab窗口式操作软件，使样品测试、结果处理、图形变换
课程名称：化学物理主讲教师：祝志宏 学号2010211064姓名杨强 浅谈拉曼光谱及应用 摘要：拉曼光谱是一种简便灵敏的光谱分析新技术，它在化学，物理，生物以及考古等方面 有着广泛的应用，本文通过查阅相关文献资料对拉曼光谱的做了一些简单的介绍，以及拉曼光谱在化学，生物以及考古等方面的广泛应用做了简单的介绍。在本文的最后对拉曼光谱的优越性及不足做了简单点的说明。 关键字：拉曼光谱拉曼效应考古细胞研究化学离子 拉曼光谱得名于印度物理学家拉曼(Raman)。1928年，拉曼首先从实验观察到单色的入射光投射到物质中后产生的散射，通过对散射光进行谱分析，首先发现散射光除了含有与入射光相同频率的光外，还包含有与入射光频率不同的光。以后人们将这种散射光与入射光频率不同的现象称为拉曼散射。拉曼因此获得诺贝尔奖。 当光照射到物质上时会发生散射，散射光中除了与激发光波长相同的弹性成分（瑞利散射）外，还有比激发光的波长长的和短的成分，后一现象统称为拉曼效应。拉曼效应是光子与光学支声子相互作用的结果。由分子振动、固体中的光学声子等元激发与激发光相互作用产生的非弹性散射称为拉曼散射，一般把瑞利散射和拉曼散射合起来所形成的光谱称为拉曼光谱。由于拉曼散射非常弱，所以直到1928年才被印度物理学家拉曼等人发现，拉曼效应起源于分子振动(和点阵振动)与转动，因此从拉曼光谱中可以得到分子振动能级(点阵振动能级)与转动能级结构的知识。用虚的上能级概念可以说明了拉曼效应。 拉曼光谱是一种以拉曼效应为基础建立起来的分子结构表征技术, 其信号来源于分子的振动和转动, 广泛应用于化学、物理和生物科学及考古等诸多领域, 是研究物质分子结构的有力工具.拉曼光谱能够提供快速、简单、可重复、无损伤的定性定量分析. 20世纪70年代起拉曼光谱开始应用于催化剂表征, 在担载型金属氧化物、分子筛、原位反应和吸附等研究中取得了丰富的成果。本文下面
直读光谱样品分类简介 一、标准样品（Standard Sample）： 光谱定量分析是一种相对分析方法，必须使用含量经过精确标定的样品来制作校准曲线（Calibration Curve）或工作曲线（Work Curve），以确定分析样品（Unknown Sample）的含量，这种含量经过精确标定的样品一直被光谱分析工作者称为“标准样品”，简称为“标样”（或“标钢”），其正规名称是“标准（参考）物质”（Conference Materials），又简称为“标物”。光谱定量分析的标准样品都是成套的，用于金属样品光电光谱分析的标准样品一般是块状或棒状，其基本要求是：分析元素分布均匀，化学成份可靠；组织结构、尺寸、加工方法等要与分析样品基本一致，不能有偏析、裂纹、夹杂等缺陷，并经过均匀度检查符合要求；一套标准样品分析元素含量要有一定梯度，含量范围比要求分析的含量范围稍宽。各国的“标准物质”的研制都是严格管理的，获得国家权威部门认可的标准物质一般是公开销售的。标准物质的详细知识和行情可到“中国标准物质网”咨询。为了同下面要讲的几类标样相区别，分析工作者常把建立校准曲线的标准样品常称为“校准标样”（Calibration Standards or Calibration Samples）或“工作曲线标样”。 二、标准化样品(Standardization Sample)： 用“持久曲线法”进行光谱定量分析，仪器参数漂移不可避免要引起工作曲线漂移，需要通过“标准化”（Standardization）来调整。标准化样品就是标准化操作中所用的特殊样品,有的资料里又有“校正标样”（Setting-up Samples）、再校准标样（Recalibration Samples）等名称。其基本要求是：组成和结构均匀稳定，目标元素的含量有特定要求，但不必有准确的标定值。用于低端的标准化样品的光强值尽可能接近相应元素校准曲线的低端值，用于高端的标准化样品的光强值尽可能在相应元素校准曲线的中高端范围。标准样品可以用作标准化样品，但要为尽可能多的元素选取数目尽可能少的标准化样品是个难题。标准化样品应该在作校准曲线的同时测光以确定初始数值，若要使用仪器“随机”所带的校准曲线，必然需要仪器商提供相应的标准化样品。标准化样品是可以更换的，但必须在旧的标准化样品用完之前试验确定新的标准化样品的测光值。
美国赛默飞世尔科技 (ThermoFisher Scientific) 红外光谱仪软件学习班 2015.8 内 容： 重 点 讲 解 傅立叶变换红外光谱仪Fourier Transform InfraRed Spectrometer 操作软件 O M N I C v9.2 简 介 FTIR （Fourier Transform InfraRed ）光 谱 仪 基 本 工 作 原 理 和 基 本 配 置 红 外 光 谱 仪 的 维 护 和 诊 断 Bench Diagnostics 其 它 红 外 应 用 软 件 的 使 用 和 介 绍, 如: TQ Analyst, Omnic Specta, Series, Macro Basic…. 重点对象： 红外光谱仪的新用户 目的目的：：帮助用户进一步使用好自己的FTIR ，充分发挥作用。 简 介 付 立 叶 变 换 红 外 光 谱 仪 工 作 原 理 及 基 本 配 置 红外光谱属于分子光谱: 分子的振动能(伸缩,弯曲,旋转...), 晶体中原子之间的振动能. 分析分析样品样品: 固体、液体或气体。 分析方法: 透过/吸收光谱，反射光谱,发射光谱,显微红外光谱,光声光谱,FT Raman 光谱。气相-红外联用，热重-红外联用，光纤，偏振，荧光，变温/变变红外...。 广泛的应用领域: 高校化学系, 材料, 半导体行业, 公检法, 海关, 商检, 质检，石油, 煤炭，环境，化工, 医药, 医院, 细菌研究, 食品, CDC (Center for Disease Control)疾病控制中心, 地质矿物, 宝石鉴定, 木材，建筑，汽车，船舶，电?系统，军军，航空/航天，纺纺,服装，农业粮食，制币，文物，橡胶，卫星遥感…… 样品处理分析方法: 粉末研磨压片，聚合物加温压膜/涂膜，粉末石蜡糊/氟油混合，ATR 衰减全反射，漫反射，镜反射，液体/气体池，光声, 显微红外IMS(Infrared MicroSpectroscopy)，GC-IR 和TGA-IR 联机, FT-Raman 联机…… 红外光谱分成3个波段: 波数cm -1(波长的倒数1 /λ) 中红外: 4000-400cm -1(2.5-25um) 近红外: 15000-4000cm -1(0.67-25um) 远红外: 400-10cm -1(25-1000um) 可见光谱: 13000-25000 cm -1 (770-400nm) 1．系 统 基 本 硬 件 配 置 和 工 作 原 理
光谱用光电探测器介绍(卓立汉光 光探测器按照工作原理和结构，通常分为光电探测器和热电探测器，其中光电探测器包括真空光电器件(光电倍增管等和固体光电探测器(光电二极管、光导探测器、CCD 等。 ● 光电倍增管(PHOTOMULTIPLIER TUBES，PMT 光电倍增管(PMT是一种具有极高灵敏度的光探测器件，同时还有快速响应、低噪声、大面积阴极(光敏面等特点。 典型的光电倍增管，在其真空管中，包括光电发射阴极(光阴极和聚焦电极、电子倍增极和电子收集极(阳极的器件。当光照射光阴极，光阴极向真空中激发出光电子。这些光电子按聚焦极电场进入倍增系统，通过进一步的二次发射得到倍增放大；放大后的电子被阳极收集作为信号输出(模拟信号输出。因为采用了二次发射倍增系统，光电倍增管在可以探测到紫外、可见和近红外区的辐射能量的光电探测器件中具有极高的灵敏度和极低的噪声。 从接受入射光方式上来分，光电倍增管有侧窗型(Side-on和端窗型(Head-on两种结构。 侧窗型的光电倍增管，从玻璃壳的侧面接收入射光，而端窗型光电倍增管是从玻璃壳的顶部接收入射光。通常情况下，侧窗型光电倍增管价格较便宜，并在分光光度计和通常的光度测定方面有广泛的使用。大部分的侧窗型光电倍增管使用了不透明光阴极(反射式光阴极和环形聚焦型电子倍增极结构，这使其在较低的工作电压下具有较高的灵敏度。 端窗型(也称作顶窗型光电倍增管在其入射窗的内表面上沉积了半透明光阴极(透过式光阴极，使其具有优于侧窗型的均匀性。端窗型光电倍增管的特点还包括它拥有从更大面积的光敏面(几十平方毫米到几百平方厘米的光阴极。端窗型光电倍增管中还有针对高能物理实验用的，可以广角度捕集入射光的大尺寸半球形光窗的光电倍增管。
1. 拉曼光谱的原理 1.1．喇曼效应 喇曼效应起源于分子振动(和点阵振动)与转动，因此从喇曼光谱中可以得到分子振动能级(点阵振动能级)与转动能级结构的知识。用虚的上能级概念可以说明了喇曼效应： 设散射物分子原来处于基电子态，振动能级如图所示。当受到入射光照射时，激发光与此分子的作用引起的极化可以看作为虚的吸收，表述为电子跃迁到虚态（Virtual state），虚能级上的电子立即跃迁到下能级而发光，即为散射光。设仍回到初始的电子态，则有如图所示的三种情况。因而散射光中既有与入射光频率相同的谱线，也有与入射光频率不同的谱线，前者称为瑞利线，后者称为喇曼线。在喇曼线中，又把频率小于入射光频率的谱线称为斯托克斯线，而把频率大于入射光频率的谱线称为反斯托克斯线。 1.2. 瑞利散射与拉曼散射 当一束激发光的光子与作为散射中心的分子发生相互作用时，大部分光子仅是改变了方向，发生散射,而光的频率仍与激发光源一致，这种散射称为瑞利散射。但也存在很微量的光子不仅改变了光的传播方向，而且也改变了光波的频率,这种散射称为拉曼散射。其散射光的强度约占总散射光强度的10-6～10-10。拉曼散射的产生原因是光子与分子之间发生了能量交换改变了光子的能量。 1.3. 拉曼散射的产生 光子和样品分子之间的作用可以从能级之间的跃迁来分析。样品分子处于电子能级和振动能级的基态，入射光子的能量远大于振动能级跃迁所需要的能量，但又不足以将分子激发到电子能级激发态。这样,样品分子吸收光子后到达一种准激发状态，又称为虚能态。样品分子在准激发态时是不稳定的,它将回到电子能级的基态。若分子回到电子能级基态中的振动能级基态,则光子的能量未发生改变,发生瑞利散射。如果样品分子回到电子能级基态中的较高振动能级即某些振动激发态，则散射的光子能量小于入射光子的能量，其波长大于入射光。这时散射光谱的瑞利散射谱线较低频率侧将出现一根拉曼散射光的谱线，称为Stokes 线。如果样品分子在与入射光子作用前的瞬间不是处于电子能级基态的最低振动能级,而是处于电子能级基态中的某个振动能级激发态，则入射光光子作用使之
红外吸收光谱法 基本要点： 1.红外光谱分析基本原理； 2.红外光谱与有机化合物结构； 3.各类化合物的特征基团频率； 4.红外光谱的应用; 5.红外光谱仪. 学时安排：3学时 第一节概述 分子的振动能量比转动能量大，当发生振动能级跃迁时，不 可避免地伴随有转动能级的跃迁，所以无法测量纯粹的振动光谱，而只能得到分子的振动-转动光谱，这种光谱称为红外吸收光谱。 红外吸收光谱也是一种分子吸收光谱。 当样品受到频率连续变化的红外光照射时，分子吸收了某些频率的辐射，并由其振动或转动运动引起偶极矩的净变化，产生分子振动和转动能级从基态到激发态的跃迁,使相应于这些吸收区域 的透射光强度减弱。记录红外光的百分透射比与波数或波长关系曲线，就得到红外光谱。 一、红外光区的划分 红外光谱在可见光区和微波光区之间，波长范围约为0.75 ~ 1000μm，根据仪器技术和应用不同，习惯上又将红外光区分为三个区：近红外光区（0.75 ~ 2.5μm），中红外光区（2.5 ~ 25μm ），远红外光区（25 ~ 1000μm）。 近红外光区（0.75 ~ 2.5μm） 近红外光区的吸收带主要是由低能电子跃迁、含氢原子团（如O—H、N—H、C—H）伸缩振动的倍频吸收等产生的。该区的光谱
可用来研究稀土和其它过渡金属离子的化合物，并适用于水、醇、某些高分子化合物以及含氢原子团化合物的定量分析。 中红外光区（2.5 ~ 25μm） 绝大多数有机化合物和无机离子的基频吸收带出现在该光区。由于基频振动是红外光谱中吸收最强的振动，所以该区最适于进行红外光谱的定性和定量分析。同时，由于中红外光谱仪最为成熟、简单，而且目前已积累了该区大量的数据资料，因此它是应用极为广泛的光谱区。通常，中红外光谱法又简称为红外光谱法。 远红外光区（25 ~1000μm）该区的吸收带主要是由气体分子中的纯转动跃迁、 振动-转动跃迁、液体和固体中重原子的伸缩振动、某些变角振动、骨架振动以及晶体中的晶格振动所引起的。由于低频骨架振动能很灵敏地反映出结构变化，所以对异构体的研究特别方便。此外，还能用于金属有机化合物（包括络合物）、氢键、吸附现象的研究。但由于该光区能量弱，除非其它波长区间内没有合适的分析谱带，一般不在此范围内进行分析。 红外吸收光谱一般用T~λ曲线或T~ 波数曲线表示。纵坐标为百分透射比T%，因而吸收峰向下，向上则为谷；横坐标是波长λ（单位为μm），或波数（单位为cm-1）。 波长λ与波数之间的关系为： 波数/cm-1=104/（λ / μm） 中红外区的波数范围是4000 ~ 400cm-1。 二、红外光谱法的特点 紫外、可见吸收光谱常用于研究不饱和有机物，特别是具有共轭体系的有机化合物，而红外光谱法主要研究在振动中伴随有偶极矩变化的化合物（没有偶极矩变化的振动在拉曼光谱中出现）。因此，除了单原子和同核分子如N e、H e、O2、H2等之外，几乎所有的有机化合物在红外光谱区均有吸收。除光学异构体，某些高分
实 课程名称： 材料科学基础实验 指导老师： 乔旭升 成绩： 实验名称： 光谱分析 实验类型： 同组学生姓名： 一、实验目的和要求（必填） 三、主要仪器设备（必填） 五、实验数据记录和处理 七、讨论、心得 二、实验内容和原理（必填） 四、操作方法和实验步骤 六、实验结果与分析（必填）一、实验目的 通过本实验了解紫光/可见光光度计、傅里叶变换红外光谱仪（FTIR ）和荧光光谱仪的基本原理、主要用途和实际操作过程。掌握玻璃透光率、薄膜吸收光谱、固体粉末红外光谱和固体发光材料荧光光谱的测试方法。学习分析影响测试结果的主要因素。 二、实验原理 电磁波可与多种物质相互作用。如果这种作用导致能量从电磁波转移至物质，就称为吸收。当光波与某一受体作用时，光子和接受体之间就存在碰撞。光子的能量可被传递给接受体而被吸收，由此产生吸收光谱。通常紫外和可见光的能量接近于某两个电子能级地能量差，故紫外与可见光吸收光谱起源于价电子在电子能级之间的跃迁，又称为电子光谱。 当一束平行单色光照射到非散射的均匀介质时，光的一部分将被介质所反射，一部分被介质吸收，一部分透过介质。如果入射光强度为I0.反射光强度为Ir ，吸收光强度为Ia ，透过光强度为It ，则有I0=Ir+Ia+It 投射光强度与入射光强度之比称为透光率 T=It/I0 当一束具有连续波长的红外光照射某化合物时，其分子要吸收一部分光能转变为分子的震动能量或转动能量。此时若将其透过的光用单色器进行色散，就可得到一带暗条的谱带。以红外光的波长或波数为横坐标，以吸收率或者透过率百分数为纵坐标，把该谱带记录下来，就可得到该化合物的红外吸收光谱图。不同的化合物均有标准特征谱，将实验所得的光谱与标准谱对照，就可进行分子结构的基础研究和化合组成的分析。可由吸收峰的位置和形状来推知被测物的结构，按照特征峰的强度来测定混合物中各组分的含量。 当分子吸收来自光辐射的能量后，其本身就由处于稳定的基态跃迁至不稳定的激发态： M+h ν→。激发态是不稳定的，寿命极短，激发态分子会迅速以向周围散热或再发射电磁 波（荧光或磷光）的方式回到基态： →M+荧光（或磷光）。任何能产生荧光（或磷光）的物质都具有两个特征光谱：激发光谱和发射光谱。 激发光谱：荧光（或磷光）为光致发光，因此必须选择合适的激发光波长，这可通过激发
光谱分析技术及应用 一、光谱分析的分类 1、原子吸收光谱法一一也叫湿法分析。它是以待测元素的特征光波，通过样品的蒸发，被蒸发中的待测元素的基态原子所吸收，由辐射强度的减弱程度，来测定该元素的存在与否和含量多少；通常是采用火焰或无火焰（也叫等离子）方法，把被测元素转化为基态原子。根据吸收光波能量的多少测定元素的含量。 通常原子吸收光谱法是进行仪器定量分析的湿法分析。 2、原子发射光谱法一一利用外部能量激发光子发光产生光谱。 看谱分析法就是原始的、也是最经典的利用原子发射光谱的分析方法。看谱分析法在我国工业生产上的使用是在上世纪50年代，58 年北京永定机械厂制造了第一台仿苏联技术的看谱仪，随后天津光学 仪器厂成为我国大量生产棱镜分光的看谱镜基地。 上世纪80年代起，德国、英国、美国等国家，开始研制采用CCD （Charge Coupled Device电荷耦合器件）技术作为光谱接收器件的直读式定量光谱仪，德国以实验室用大型直读定量光谱仪为主；英国阿朗公司、美国尼通公司以便携式金属分析仪为主打市场。近年来，德国、芬兰等国家研制生产便携式、直读定量光谱仪，分析精度在一定条件下可以替代实验室直读式定量光谱仪。 二、看谱分析的特点 1、操作简便，分析速度快。 2、适合现场操作。
3、无损检测（现场操作情况下无须破坏样品）。 4、检测成本低。是便携式金属分析仪的1/30左右，是便携式直读定量光谱仪的1/40。 5、有一定的灵敏度和准确度。 三、看谱分析的方法： 定性分析方法，所谓定性就是判定分析的元素是否存在的分析。 严格的讲定性分析是根据某元素的特征灵敏线的出现与否，来确定该 元素是否存在的分析方法。 那么，什么叫灵敏线呢？ 某元素在某几个区域出现的几条与其它元素不同的特征线；或称 “在较低含量情况下出现的谱线”，或者说是在某一范围内出现的谱线，叫做灵敏线。 半定量方法就是近似的估计元素含量的方法。 禾U用谱线进行比较，即通过亮度比 较含量，就是与铁基线进行比较，含量与 亮度的对数成正比关系。（用来进行比较 的铁基线的亮度应不变。） 四、看谱分析的一般步骤 1、分析前的准备（谱线强度）
拉曼散射 拉曼散射（Raman scattering），光通过介质时由于入射光与分子运动相互作用而引起的频率发生变化的散射。又称拉曼效应。1923年A.G.S.斯梅卡尔从理论上预言了频率发生改变的散射。1928年，印度物理学家C.V.拉曼在气体和液体中观察到散射光频率发生改变的现象。拉曼散射遵守如下规律：散射光中在每条原始入射谱线(频率为v0)两侧对称地伴有频率为v0±vi(i ＝1，2，3，…）的谱线，长波一侧的谱线称红伴线或斯托克斯线，短波一侧的谱线称紫伴线或反斯托克斯线；频率差vi 与入射光频率v0无关，由散射物质的性质决定，每种散射物质都有自己特定的频率差，其中有些与介质的红外吸收频率相一致。拉曼散射的强度比瑞利散射（可见光的散射）要弱得多。 以经典理论解释拉曼散射时，认为分子以固有频率vi振动，极化率（见电极化率）也以vi为频率作周期性变化，在频率为v0的入射光作用下，v0与vi两种频率的耦合产生了v0、v0+vi和v0-vi3种频率。频率为v0的光即瑞利散射光，后两种频率对应拉曼散射谱线。拉曼散射的完善解释需用量子力学理论，不仅可解释散射光的频率差，还可解决强度和偏振等一类问题。 拉曼散射为研究晶体或分子的结构提供了重要手段，在光谱学中形成了拉曼光谱学的一分支。用拉曼散射的方法可迅速定出分子振动的固有频率，并可决定分子的对称性、分子内部的作用力等。自激光问世以后，关于激光的拉曼散射的研究得到了迅速发展，强激光引起的非线性效应导致了新的拉曼散射现象[1]。 拉曼散射共分为两类型： 1、共振拉曼散射（resonance Raman scattering）：当一个化合物被入射光激发，激发线的频率处于该化合物的电子吸收谱带以内时，由于电子跃迁和分子振动的耦合，使某些拉曼谱线的强度陡然增加，这个效应被成为共振拉曼散射。 共振拉曼光谱是激发拉曼光谱中较活跃的一个领域，原因在于：（1）拉曼谱线强度显著增加，提高了检测的灵敏度，适合于稀溶液的研究，这对于