拉曼理论
- 格式:doc
- 大小:277.50 KB
- 文档页数:7
niooh中掺杂的拉曼变化理论说明1. 引言1.1 概述在固体材料研究中,拉曼散射技术被广泛应用于分析材料的结构和性质。
拉曼光谱是通过激发样品表面或体内的原子、分子产生振动或旋转时散射出来的光所得到的谱线特征。
因其非破坏性、高灵敏度和非接触性等优点,越来越多的学者将拉曼光谱作为一种有力工具用于研究材料的纳米结构以及微观物理过程。
1.2 文章结构本文将首先介绍拉曼散射技术的背景和原理,并简要介绍Niooh材料的特点。
随后,我们将重点讨论Niooh中掺杂引起的拉曼变化机制,包括对晶格振动、电子级能量带结构以及光学性质的影响。
在第四部分中,我们将详细描述实验方法与样品制备,并进行拉曼谱图与峰位偏移以及光学性质测试与结果解读的分析。
最后,在结论部分总结本文所获得的结果,并展望可能的应用和未来的研究方向。
1.3 目的本文旨在通过理论分析和实验验证,深入探讨Niooh中掺杂引起的拉曼变化机制。
通过对其晶格振动、电子级能量带结构以及光学性质的影响进行研究,我们将进一步了解该材料在物理、化学和电子等领域的潜在应用价值。
同时,我们希望为相关领域的研究提供有益参考,并为进一步开展相关工作提供理论依据。
2. 理论背景2.1 拉曼散射简介拉曼散射是指光在物质中发生散射时,频率发生变化的现象。
当光与物质相互作用时,一部分光会被散射并改变频率。
这种频率变化可以通过测量散射光谱来观察和分析。
拉曼散射的机制可以通过两个过程解释:斯托克斯拉曼散射和反斯托克斯拉曼散射。
在斯托克斯拉曼散射中,入射光子与物质相互作用后失去能量,生成一个低能量的散射光子。
而在反斯托克斯拉曼散射中,则是入射光子得到了额外的能量,生成一个高能量的散射光子。
通过测量样品的拉曼谱图,我们可以获得关于样品分子结构、晶格振动、电子结构以及其他物理性质的信息。
因此,拉曼谱图分析成为了研究材料特性和结构变化的重要手段。
2.2 Niooh材料介绍Niooh(镍氢氧化物)是一种具有重要应用潜力的过渡金属氢氧化物材料。
拉曼光谱的基本原理和应用拉曼光谱是物理学中的一种光谱分析技术,由印度物理学家拉曼于1928年首次发明并应用于物质分析领域,被誉为光谱分析技术中的“黄金标准”。
它是一种非破坏性的、非接触的分析方法,通过记录分子或晶格振动产生的光散射谱,来确定样品的化学成分和分子结构等信息。
本文将对拉曼光谱的基本原理和应用进行介绍。
1. 基本原理拉曼散射现象,是指当激发光通过物质后,和物质分子(原子)作用,从而使部分光子散射并改变波长和能量的现象。
其中有经典理论和量子理论两种解释方式。
经典理论认为,当入射光作用于分子时,分子会处于一种较稳定的振动状态(低频振动状态),此时来自光的能量被吸收到分子内部,并在其振动中被存储。
当入射光继续辐照分子时,它将对分子中的电荷作用,使分子从初始振动状态转移到不同的振动状态,从而引起辐射吸收和耗散。
这个过程中,散射出来的光子波长与入射光子波长略有不同,这种现象被称为拉曼散射。
量子理论则通过分子内部电子能级的变化来解释拉曼散射。
当光子入射到分子中时,分子内部的电子受到激发,从一个能量级跃迁到另一个高能级状态。
接着,这些高能态电子再从高能级态回到低能级态时,向周围外沿部分辐射自身的能量,并使辐射光的波长发生变化,形成了拉曼散射光谱。
无论是通过经典理论还是通过量子理论来解释拉曼散射,其实质都是把激发光子的能量转换成分子振动的能量,从而实现对分子结构和物质成分的分析。
2. 应用(1)化学分析拉曼光谱在化学分析领域中得到了广泛应用。
它可以快速、准确地确定化合物的成分和结构,对于分析固态、液态、气态样品均可适用。
例如,在制药领域中,分析拉曼光谱可以帮助研究人员了解样品的物质成分和结构,从而更好地控制生产过程和最终成品的质量。
(2)生化学分析拉曼光谱技术在生命科学、医学、环境保护、食品安全等领域也有广泛应用。
通过对生物分子的拉曼光谱进行分析,可以帮助我们研究生物分子的组成、形态、稳定性、相互作用等信息。
拉曼的原理及应用拉曼散射现象拉曼散射是一种非弹性散射现象,是由分子或晶体中的分子振动引起的。
通过拉曼散射,我们可以得到关于分子结构和动力学信息的宝贵数据。
拉曼散射是基于拉曼效应的,即当光通过样品时,与样品中的分子相互作用,波长会发生改变,从而产生散射光谱信号。
拉曼的原理拉曼效应是由印度物理学家拉曼于1928年首次观察到的,他发现光散射时发生了频率变化。
这种变化是由于光与样品中的分子相互作用后,分子的振动状态改变所导致的。
拉曼散射的原理可以通过光的电磁波动理论解释。
当光与分子相互作用时,光的能量可以转移给分子内部的振动模式,这会导致散射光的频率发生变化。
拉曼散射光分为两类:被称为斯托克斯线的低频移光和被称为反斯托克斯线的高频移光。
斯托克斯线的频率低于入射光的频率,而反斯托克斯线的频率高于入射光的频率。
这种频率的变化可以用拉曼散射光谱来观察和测量。
拉曼的应用拉曼散射技术广泛应用于许多领域,包括化学、生物、材料科学、环境科学等。
以下是拉曼的一些主要应用:•材料分析:拉曼散射可以用于材料的标识和鉴定。
由于不同材料的分子结构和振动模式不同,它们在拉曼散射光谱中显示出特定的峰位和频率。
通过分析样品的拉曼散射光谱,我们可以确定材料的成分和结构。
•化学反应动力学:拉曼散射可以用于研究化学反应的动力学过程。
通过测量反应物和产物在反应过程中的拉曼光谱变化,我们可以了解反应的中间步骤和反应速率。
•医学诊断:拉曼散射技术可以用于医学诊断。
通过分析人体组织和体液中的拉曼光谱,我们可以检测到与健康状态和疾病相关的变化。
拉曼光谱可以用于早期癌症诊断、血液分析和药物代谢研究等领域。
•环境监测:拉曼散射可以用于环境监测和检测。
通过分析大气中的颗粒物和有机物的拉曼光谱,我们可以了解大气污染物的来源和浓度。
拉曼散射还可以用于水质检测和土壤分析等环境领域。
•表面增强拉曼光谱:表面增强拉曼光谱(SERS)是一种利用金属纳米颗粒增强拉曼信号的技术。
SERS 的物理类模型物理类模型致力于阐释金属表面局域场的增强,它的主要代表包括表面电磁增强模型和镜像场模型。
1、表面电磁增强模型(Electromagnetic Enhancemant Model ,简记为EM )表面电磁增强模型[5~7]又可称为表面等离子体共振模型,它认为一个吸附在金属表面的分子的诱发偶极矩是通过金属椭球由入射场和散射场共同产生的。
对于椭球比光波波长小的情况,在频率与偶极表面等离子体共振时,散射场比入射场大,这可以看作是椭球外部空间的场密度的影响。
因此拉曼散射场会与金属颗粒的强散射场引起的金属颗粒表面的等离子体振荡发生共振,这种共振的结果使振荡分子产生了非常大的能量。
如图2-1所示,把一个可以看成经典电偶极子的分子放在球形金属颗粒外的r ' 处,以频率为ω0的平面波照射,分子偶极子会产生频率为ω的拉曼散射,其偶极矩为:),(),(00ωαωr E r P P •'=' (2-1)这里的α'是分子的拉曼极化率而P E 包括两部分:),(),(),(000ωωωr E r E r E LM i P '+'=' (2-2)其中i E 是入射场的场强,LM E 是用Lorenz-Mie 理论计算获得的散射场场强。
在观察点r 处与拉曼散射相关的电场由下式给出),(),(),(ωωωr E r E r E sc dip R +=(2-3)图2-1 纳米颗粒表面增强散射示意图其中,dip E 是球形颗粒不存在时振荡偶极子P 发射的场,sc E 是由球形颗粒产生的必须满足频率ω的边值问题的散射场。
拉曼散射的强度R I 是远场振幅R E 的平方:2/)ex p(),(lim r ikr r E I R kr R ω ∞→=,增强因子G 定义为0R R I I G =,其中0R I 是在金属球形颗粒不存在时的拉曼强度。
那么在小颗粒的限制下,增强因子可由下式给出:[]230333033303)(3)1/()1/()(3i n n r g a r i r g a g a r i i n n g a i G ⋅+'+'-'+'-⋅+=(2-4) 这里的i 指入射场在r '处的偏振态,也就是()i E r E i 00,='ω,r r n ''=/ ,g和g 0是表达式()()21+-εε在ω和ω0处的值,其中ε是胶体颗粒与周围物质的复合介电函数的比值。
拉曼光谱原理+模型+常见应用拉曼光谱是一种非常重要的光谱分析方法,它利用分子振动能级的变化而发射或吸收光子,研究样品的分子结构和化学成分。
拉曼光谱具有独特的优势,可以应用于各种领域,包括化学、生物、材料科学等。
本文将重点介绍拉曼光谱的原理、模型和常见应用。
拉曼光谱的原理:拉曼光谱是一种分子振动光谱,其基本原理是分子在受到激发后,分子的振动状态会发生变化,从而导致入射光子的频率发生改变。
这个现象被称为拉曼散射,是由分子的振动引起的。
当分子受到光子激发,分子的振动能级发生变化,使得散射光子的频率发生变化,这种频率差被称为拉曼频移。
通过测量样品散射光的频率和强度,可以得到样品的拉曼光谱图谱,从而分析样品的分子结构和化学成分。
拉曼光谱的模型:拉曼光谱的模型主要是通过量子力学和分子振动理论来描述分子的振动状态和引起的拉曼频移。
在拉曼光谱分析中,通常采用谐振子模型和量子力学模型来模拟分子的振动模式和能级,从而推导出分子的振动能级和拉曼频移的数学表达式。
利用这些模型,可以计算出不同分子的拉曼频移和强度,从而分析样品的分子结构和化学成分。
拉曼光谱的常见应用:1.化学分析:拉曼光谱可以用于分析化学物质的结构和成分,包括有机分子、高分子材料、药物等。
通过拉曼光谱分析,可以辨识和鉴定不同化合物的结构和功能团,从而实现化学成分的快速检测和分析。
2.生物医学:拉曼光谱可以用于生物医学领域,包括生物分子的结构和功能分析、生物样本的快速检测和诊断等。
通过分析生物样本的拉曼光谱,可以实现对细胞、组织和生物分子的快速、无损检测和分析。
3.材料科学:拉曼光谱可以用于材料科学领域,包括材料表面、界面和纳米结构的表征、材料的结构、形貌和成分分析等。
通过拉曼光谱分析,可以实现对材料的微观结构和性质的表征和分析。
4.环境监测:拉曼光谱可以用于环境监测领域,包括大气、水体和土壤样品的化学成分和污染物的分析、环境污染的监测和评估等。
通过拉曼光谱分析,可以实现对环境样品的快速、准确的分析和监测。
拉曼散射理论一、 拉曼散射的经典理论 由经典电磁理论[1, 2, 11]可知:入射光电磁场感生偶极矩为()∑=ii i t r e t M)( (1-1)若电磁场中电场分量ε按如下形式变化:t E E L ωcos 0= (1-2)式中ωL 比原子振动频率大很多,而与电子的振动频率相当。
则感生偶极矩M 可写成电场E 的级数表示式nE n E E E M ξγβα!1!31!2132+⋅⋅⋅+++= (1-3)式中α是电子极化率,β是超极化率,γ、ζ是高阶秩张量。
我们只讨论正常拉曼散射的线性相,即Eα,将α对简正坐标按泰勒级数展开⋅⋅⋅+⎪⎪⎭⎫ ⎝⎛∂∂+⎪⎪⎭⎫ ⎝⎛∂∂+⎪⎪⎭⎫ ⎝⎛∂∂+=333202200!31!21Q Q Q Q Q Q ααααα (1-4) 上式中的Q 的一次项确定了一级拉曼效应,二次项确定了二级拉曼效应。
若分子中的原子以ωq 频率振动,则由t COS Q Q q ω0=可得一次拉曼效应中的电子极化率随时间变化规律为()t Q Q t q ωαααcos 000 ⎪⎪⎭⎫ ⎝⎛∂∂+= (1-5) 所以有()()()[]t t E Q Q t E t t E Q Q t E E t M q L q L L q L L ωωωωαωαωωαωαα++-⎪⎪⎭⎫ ⎝⎛∂∂+=⎪⎪⎭⎫ ⎝⎛∂∂+==cos cos 21cos cos cos cos 0000000000(1-6)可以看出感生偶极矩M振动不仅有入射光频率L ω,而且还有()q Lωω两种对称分布在L ω两侧的新频率,它们起源于原子振动队电子极化率α的调制。
前者相应于频率不变的弹性光散射,如瑞利散射;后者相应于频率发生变化的非弹性光散射,即拉曼散射。
而频率减少的()q L ωω-称为斯托克斯频率;频率增加的()q Lωω+称为反斯托克斯频率。
对于前者,散射的分子从入射光中“吸收”一个振动量子,而后者,散射分子放出一个振动量子和入射的光量子“结合”成频率为()q L ωω+的散射光。
诚然,经典光电磁场理论能很好的解释拉曼频移的物理起因,但是,在斯托克斯与反斯托克斯散射强度之比的计算中得到了,出现了与实验事实相反的结论:由电磁波辐射方程组可推算出偶极子散射强度为()()2332t M ct I =(1-7) 将(1- 6)式代入上式得拉曼散射强度为()()()[]⋅⋅⋅+++-+=交叉项+t B t B t B AE t I q L q L L ωωωωω22222122020cos cos cos(1-8)式中的4202LB ωα=相应于瑞利散射项,()4200222141q L Q Q B ωωα-⎪⎪⎭⎫ ⎝⎛∂∂=相应于斯托克斯散射项,()4200222241q L Q Q B ωωα+⎪⎪⎭⎫ ⎝⎛∂∂=相应于反斯托克斯散射项,因此()()44qLq LI I ωωωω+-=反斯托克斯斯托克斯,但是实验事实却是反斯托克斯斯托克斯I I >。
所以用经典电磁理论不能很好的解释散射光强的问题。
拉曼散射的量子理论以L L κω ,分别表示激发光入射光子的频率和波矢,以s s κω,分别表示散射光子的频率和波矢,以q q ,ω分别表示散射过程中伴随产生或湮灭的元激发的频率和波矢。
当一束光入射到分子上时,入射光(量子)()L L κω,被分子吸收后使电子和晶格振动从初态()qen n ,跃迁到一个虚中间态()"",qen n ;随即辐射出散射光子()ssκω ,,由中间虚态回到终态()'',q e n n ,与此同时,产生(或湮灭)了一个频率为q ω而波矢为q 的元激发,见图1-2。
多粒子(核与电子)组成的系统遵从的含时薛定格方程为),(),(0)0(0t r ti t r H ψψ∂∂= (1-9)Lω Lω L ω Lω sω sω sω sω qω qω 图1-2 拉曼散射量子跃迁示意图式中r 代表各粒子的所有坐标。
若对不含时(即稳态)薛定格方程)()(0r E r HΦ=Φ的本征值和本征函数分别是n E 和n Φ,则(1-9)式的通解为()t i n nn ne r t a t r ωψ-Φ=∑)(),()0((1-10)展开系数)(t a n 表示t 时刻,系统态ψ处于非微扰本征态n Φ的几率为2)(t a n 。
设系统在未受光照微扰前处于对k 态,即1=ka 且k n ≠时0=n a ,则系统未受微扰前的含时薛定格方程的解为ti k k ke r t r ωψ-Φ=)(),()0((1-11)当一束光照到分子上时,相当于系统上加一含时微扰'H ,可设整个系统总哈密顿算符为'0H H H +=光子场与分子体系的同一波函数Ψ满足薛定谔方程ψ+=∂ψ∂)'(0H H ti(1-12)该方程的微扰解只取到一级近似时可以写成()()()()()()t r t r t r t r k k k ,,,,10 ψ=ψ+ψ=ψ(1-13)其中()()t r k ,0ψ表示光照微扰时体系的零级近似波函数即为(1-11)式所示,而()()t r k ,1ψ为此时的一级近似,且()()()()∑≠ψ=ψkn n k n k t r a t r ,,0,1光波电磁场于系统的微扰互作用能为ME H⋅-=',其中光波电磁场E 可以写成ti t i LL e A e A E ωω* +=-,式中A 是复振幅,则t i t i L L e M A e M A H ωω⋅-⋅-=-*' (1-14)将(1-13)和(1-14)式代入(1-12)式做求解处理,于是得()[][]t i t i L k k L k k k )(exp )(ex p 1ωωωωψ--Φ++-Φ=-+ (1-15) 式中[]∑Φ-⋅=Φ+rrL rk kr kM A )()(1ωω(1-16)[]∑Φ+⋅=Φ-rrL rk kr kM A )()(1ωω (1-17)而 r d M M M K r rk kr ΦΦ==⎰** , k r rk ωωω-=(1-18)系统分子受光照微扰时产生能级跃迁,引致的电偶极跃迁矩()kmindM 为()r d t r M t r t M k mkm ind),(),()(*ψψ⎰= (1-19) 由(1-13)式到(1-18)式可得()])(exp[])(exp[)exp()(t i D t i C t i M t M L km km L km km km km kmindωωωωω--++-+-=(1-20)式中的km C 和km D分别为∑⎥⎦⎤⎢⎣⎡+⋅+-⋅=r L rm km kr L rk rm kr km M A M M M A C ωωωω)()(1(1-21) ∑⎥⎦⎤⎢⎣⎡-⋅++⋅=r L rm km kr L rk rm kr km M A M M M A D ωωωω)()(1**(1-22) 因为mk km C D *= ,对m k =的条件可得()()t i kk t i kk kk kkindL L e C e C M t M ωω*++=- (1-23) 式中∑⎥⎦⎤⎢⎣⎡+⋅+-⋅=r L rk rk kr L rk rk kr kk M A M M M A C ωωωω)()(1 (1-24)())(t M kkind是k 态中偶极子动量的期待值,是实的,且与入射辐射有相同的时间关系。
因此,偶极矩())(t M kkind辐射的强度仍有以下的经典表达式:()()23)(32t M ct I kk ind kk= (1-7)对时间取平均得()()⎰→==τττ020323)(1lim 32)(32dt t M c t McI kk ind t kkind kk(1-25) 由(1-23)式可得 24332kk L kkC c I ω=(1-26)(1-26)式正是(偶)极矩为()()t M kkind偶极子的瑞利散射光强。
需特别注意的是:与()()t M kkind相反,()()t M k m k ind ≠,是复的,欲求出与(1-20)式中个别真实偶极子经典辐射相关联的情况,必先考虑构成真实偶极子的情况,即 ()()()()()mkind kmindkmind kmindmk ind M M M M M+=+=→*)exp()exp(*t i M t i M km km km km ωω +-=])(exp[])(exp[*t i C t i C L km km L km km ωωωω+++-+])(exp[])(exp[*t i D t i D L km km L km km ωωωω-+--+(1-27)代入到()()tmk ind km t M cI 2332ˆ→= 中得()()[]242424334ˆkmL km km L km km km kmD C M cI ωωωωω-+++= (1-28)上式中的第一项对应的是与外来激光频率L ω无关的伴随m k →跃迁的自发辐射。
式中的第二项就是散射光频率为)(L km ωω+的正常拉曼散射,当E k >E m 时,为反斯托克斯散射;当E k <E m 时,为斯托克斯散射。
式中的第三项表示伴有两个量子感应发射,即m k →的跃迁。
这类发射只有在受激粒子数剧增时才能被观测到[1]。