zunia.vn

Tuyển sinh 2024 dành cho Gen-Z

zunia.vn

» Luận Văn - Báo Cáo

» Khoa học tự nhiên

Bài thuyết trình Quang học: Phổ Raman - Chương 1

Chia sẻ: Lavie Lavie | Ngày: | Loại File: PDF | Số trang:25

Báo xấu

92
lượt xem 3
download

Download Vui lòng tải xuống để xem tài liệu đầy đủ

Bài thuyết trình Quang học: Phổ Raman - Chương 1 nêu lên những lý thuyết cơ bản bao gồm lịch sử quang phổ học Raman, các đơn vị năng lượng và phổ phân tử, dao động của phân tử hai nguyên tử, nguồn gốc của phổ Raman. Với các bạn chuyên ngành Vật lý thì đây là tài liệu hữu ích.

Chủ đề:

Bình luận(0) Đăng nhập để gửi bình luận!

Lưu

Nội dung Text: Bài thuyết trình Quang học: Phổ Raman - Chương 1

ĐẠI HỌC QUỐC GIA THÀNH PHỐ HỒ CHÍ MINH C KHOA HỌC TỰ NHIÊN VẬT LÝ ỨNG DỤNG CHUYÊN NGHÀNH: QUANG HỌC  PHỔ RAMAN HV: LÊ PHÚC QUÝ
CHƢƠNG I: LÝ THUYẾT CƠ BẢN 1.1. Lịch sử quang phổ học Raman 1.2. Các đơn vị năng lƣợng và phổ phân tử 1.3. Dao động của phân tử hai nguyên tử 1.4. Nguồn gốc của phổ Raman
Venkata Raman (1888-1970) Giải Nobel Vật lý năm 1930 do những công trình về tán xạ ánh sáng và do phát minh ra hiệu ứng mang tên ông. Chandrasekhara Venkata Raman sinh ngày 7 tháng 11 năm 1888 tại Trichinopoly ở phía Nam Ấn Độ.Cha ông là một giảng viên Toán học và Vật lý Năm 1902 :học Cao đẳng Thống đốc (Presidency College) ở Madras Năm 1904, ông trải qua kỳ thi tốt nghiệp đại học, đỗ thủ khoa và nhận Huy chương Vàng Vật lý.Năm 1907 ông đạt được học vị thạc sĩ. Năm 1907 Raman đến làm việc tại Cục Tài chính Ấn Độ (Indian finace Department). Năm 1917, ông là giáo sư Vật lý tại Đại học Calcutta Năm 1922, ông công bố công trình của mình về “Sự nhiễu xạ ánh sáng của các phân tử”. Các nghiên cứu này cuối cùng dẫn đến phát minh của ông vào ngày 28 tháng 02 năm 1928 về hiệu ứng bức xạ mà nó mang tên ông. Chính phát minh này đưa ông đến giải Nobel Vật lý năm 1930.
1.1. Lịch sử quang phổ học Raman • Một số đề tài nghiên cứu của Raman: - Nghiên cứu lý thuyết và thực nghiệm về sự nhiễu xạ ánh sáng bởi các sóng âm có tần số siêu âm và quá thanh. - Các hiệu ứng sinh ra bởi các tia X lên các dao động hồng ngoại trong các tinh thể bị chiếu bởi ánh sáng thông thƣờng. - Quang học của chất keo, tính bất đẳng hƣớng điện và từ, sinh lý học của thị giác ngƣời.
1.1. Lịch sử quang phổ học Raman A/s mặt trời làm nguồn kích thích kính viễn vọng làm collector detector là đôi mắt của ông
1.1. Lịch sử quang phổ học Raman đèn Helium, Bismuth, Chì, Kẽm… Nguồn sáng 1930: đèn thủy ngân 1962: laser Ar+ (351,l - 514,5 nm),K r+ (337,4 - 676,4 nm) sau này, laser Nd-YAG(1064nm) kính ảnh 1942 : dùng nhân quang điện với detector RCA IP21 Detector 1950: xuất hiện ống nhân quang 1953: kết hợp ống nhân quang với detector quang điện
1.1. Lịch sử quang phổ học Raman 1960, bắt đầu chú trọng nghiên cứu hệ thống quang học cho quang phổ Raman. Sử dụng máy đơn sắc đôi cho các thiết bị phổ Raman thay cho máy đơn sắc đơn Sau này, để tăng cƣơng hơn nữa hiệu suất loại trừ ánh sáng nhiễu  sử dụng máy đơn sắc ba kết hợp cách tử toàn ký tăng hiệu suất thu nhận ánh sáng tán xạ Raman Ngày nay, bằng phƣơng pháp biến đổi Fourier (gọi tắt là FT-Raman) để thu phổ Raman
1.2. Các đơn vị năng lƣợng và phổ phân tử Xét một bức xạ sóng điện từ phân cực truyền theo phƣơng z bao gồm thành phần điện E và y thành phần từ H vuông góc với nhau. Cƣờng độ điện trƣơng (E) tại thời x z điểm t đƣợc cho bởi : E  Eo cos 2vt (1-1) • Eo biên độ của bức xạ. •  Tần số (Hz, s-1).   c c: vận tốc ánh sáng (c= 3.1010 cm/s).   : Bƣớc sóng (cm)  1 v   c  v~ Số sóng (cm-1)
trong đó  1.2. Các đơn vị năng lƣợng và phổ phân tử Trƣờng điện từ tƣơng điều kiện Bohr sự truyền năng lƣợng của tác với phân tử. về tần số trƣờng cho phân tử c ΔE là hiệu số năng lƣợng giữa hai E  hv  h  hcv~ trạng thái lƣợng tử  h là hằng số planck E2 E2 ΔE Hấp thu ΔE Phát xạ E1 E1 Đơn vị của E: J, erg, cal, eV c E  E2  E1  hv  h  hcv~ h = 6.62.10-27 erg s  = 6.62.10-34 J s = 4.13.10-15 eV s 1 erg= 10-7 J; 1calo = 4,18J; 1eV= 1,6.10-19 J.
1.2. Các đơn vị năng lƣợng và phổ phân tử ∆E phụ thuộc nguồn gốc của sự dịch chuyển. [Ở đây chúng ta chỉ quan tâm đến sự dịch chuyển dao động mà chúng có thể quan sát đƣợc trong vùng hồng ngoại (IR) hoặc phổ Raman]. Những dịch chuyển này xuất hiện trong vùng 104 ~ 102 cm- 1 và chúng đƣợc tạo ra do sự dao động của các hạt nhân cấu tạo nên phân tử. Hình 1-2: Đơn vị năng lƣợng của các vùng phổ khác nhau
1.2. Các đơn vị năng lƣợng và phổ phân tử Phổ Raman quan hệ rất mật 1 thiết với các dịch chuyển điện tử. Do đó, chúng ta cần phải biết sự liên hệ V=0 Trạng thái kích giữa các trạng thái điện tử và dao năng lƣợng điểm không thích điện tử động. Mặt khác, phổ dao động của các phân tử nhỏ ở trạng thái khí thể Dịch truyển điện hiện những cấu trúc quay tinh tế. tử thuần khuyết Cho nên, chúng ta cũng cần phải biết sự liên hệ giữa các trạng thái dao 4 động và quay. Hình 1-3 mô tả ba loại dịch 3 chuyển của phân tử hai nguyên tử. 2 6 4 2 J=0 1 Dịch chuyển quay Dao động quay 6 thuần khuyết thuần khuyết 4 2 Trạng thái cơ bản J=0 điện tử năng lƣợng điểm không V = Vibrational quantum number Hình 1-3. Các mức năng lƣợng của phân tử hai nguyên tử J = Rotational quantum number
1.2. Các đơn vị năng lƣợng và phổ phân tử Loại phổ Vùng phổ Nguồn gốc  (cm1 ) Tia γ 1010 - 108 Sự sắp xếp lại của các hạt cơ bản trong hạt nhân Tia X 108 - 106 Sự chuyển mức năng lƣợng của các điện tử bên trong nguyên tử phân tử Tử ngoại 106 - 104 Sự chuyển mức năng lƣợng của các điện tử hóa trị Khả kiến của nguyên tử và phân tử Raman và hồng 104 - 102 Sự chuyển mức dao động (thay đổi cấu hình) ngoại Vi sóng 102 - 1 Sự dịch chuyển các mức quay Cộng hƣởng spin 1 - 10-2 Sự dịch chuyển giữa các mức spin (thay đổi sự điện tử(ESR) định hƣớng) Cộng hƣởng từ 10-2 - 10-4 Sự dịch chuyển giữa các mức spin hạt nhân trong hạt nhân(NMR) trƣờng Bảng 1-2. Các nguồn phổ và nguồn gốc của nó
1.3. Dao động của phân tử hai nguyên tử C.G m2 m1 x1 x2 r1 r2 r1 + r2 là khoảng cách cân bằng x1 và x2 là độ dịch chuyển của nguyên tử 1 và nguyên tử 2 tính từ vị trí cân bằng. Do sự bảo toàn khối tâm, cần phải có các mối liên hệ sau: m 1r 1= m 2r 2 m 1( r 1+ x 1) = m 2( r 2+ x 2) m  m  x1   2  x2 x2   1  x1 (1-12)  m1   m2  Theo lý thuyết cổ điển: liên kết hóa học lò xo: K là hằng số lực định luật Hook: f = - K ( x 1 + x 2 ) (1-13) lực hồi phục f Từ (1-12) và (1-13) ta có: F = - K x 2( m 1+ m 2) / m 1= - K x 1( m 1+ m 2) / m 2
1.3. Dao động của phân tử hai nguyên tử d 2 x1  m1  m 2  m1  -Kx  1  Phƣơng trình chuyển động dt 2  m2  Newton cho các nguyên tử có dạng : d 2 x2  m1  m 2  m2  -Kx  2  dt 2  m1  m1m2  d 2 x1 d 2 x2    2   -K(x1  x 2 ) (1-17) m1  m2  dt 2 dt  m1m2  khối lƣợng rút gọn m1  m2 q  x1  x2 độ dịch chuyển d 2q  2   Kq (1-18) dt Nghiệm : q  qo sin(2vot   ) (1-19) 1 K Với : vo  (1-20) 2 
1.3. Dao động của phân tử hai nguyên tử Với: q  qo sin(2vo t   ) • Thế năng V: dV   fdq  Kqdq 1 2 V Kq  2 2vo qo sin 2 (2vot   ) 2 2 2 • Động năng T: Hình 1.4. Biểu đồ thế năng của một dao động tử điều hòa 2 1  dq  T      2 2 vo qo cos2 (2vot   ) 2 2 2  dt  Ta nhận thấy: E= T tại q=0 và E= V tại q=  qo • Năng lƣợng E: Ngƣời ta gọi hệ thống dao động này là dao động tử điều hòa. E  V  T  2 vo qo  const 2 2 2
1.3. Dao động của phân tử hai nguyên tử d 2 8 2   1 2 Phƣơng trình Theo cơ lƣợng tử   E  Kq   0 Schrodinger dq 2 h  2 2  sự dao động của phân tử hai nguyên tử với điều kiện phải là đơn trị, hữu hạn, liên tục thì chuyển động của một  1 ~  1 hạt đơn lẻ có khối Ev  hv n    hcv  n   lƣợng μ  2  2 1 K ~ 1 K v hay v  2  2c  n  ( /  )1/ 4 e q 2 Hn  q    2 K / h  4 2 v / h 2 n n! Hn  q  Đa thức Hermite Do đó trị riêng và hàm riêng : 1 v0 E 0  h  0   /   e  q /2 1/4 2 2 3 v 1 E1  h 1   /   21/2 e  q /2 1/4 2 2 ....
. 1.3. Dao động của phân tử hai nguyên tử 1 K tần số cơ học cổ điển vo  2  giống hệt 1 K tần số theo cơ học lƣợng tử v 2  Tuy nhiên, có một vài điểm khác nhau : Một là, CH cổ điển thì năng lƣợng E = 0 khi q = 0. 1 CH lƣợng tử trạng thi năng lƣợng thấp nhất (v = 0) có   hv 2 Hai là, CH cổ điển năng lƣợng của một dao động tử điều hòa có thể thay đổi một cách liên tục. CH lƣợng tử năng lƣợng chỉ có thể thay đổi theo đơn vị hv Ba là, CH cổ điển, sự dao động chỉ giới hạn trong parabol vì T sẽ âm khi q  q o CH lƣợng tử, xác suất tìm thấy q bên ngoài parabol là khác không (do hiệu ứng đƣờng hầm).
1.3. Dao động của phân tử hai nguyên tử Đối với một dao động tử điều hòa khoảng cách giữa 2 mức liên tiếp luôn bằng nhau và bằng hv Trong thực tế, điều này không hoàn toàn đúng đối với phân tử bởi vì thế năng của nó không có dạng hoàn toàn parabol mà một cách gần đúng đƣợc mô tả bởi hàm thế Morse, có dạng sau:  q 2 V  Do (1  e ) Trong đó De là năng lƣợng phân ly. β là hằng số Hình 1.6. Đƣờng cong thế năng của phân tử hai nguyên tử. Đƣờng liền nét là thế Morse. Đƣờng đứt nét là thế parabol của dao động tử điều hòa De là năng lƣợng phân ly lý thuyết và Do là năng lƣợng phân ly quang phổ.
1.3. Dao động của phân tử hai nguyên tử Nếu phƣơng trình Schrodinger đƣợc giải với hàm thế Morse này thì các giá trị riêng sẽ có dạng: Ev  hce (n  1 / 2)  hc ee (n  1 / 2) 2  ... (1.30) Trong đó: ωe là độ phi điều hòa χe là số sóng hiệu chỉnh cho tính phi điều hòa Pt (1-30) các mức năng lƣợng của dao động tử phi điều hòa không còn cách đều nhau nữa, khoảng cách giữa các mức giảm khi v tăng. Hình 1.6. Đƣờng cong thế năng của phân tử hai nguyên tử. Đƣờng liền nét là thế Morse. Đƣờng đứt nét là thế parabol của dao động tử điều hòa De là năng lƣợng phân ly lý thuyết và Do là năng lƣợng phân ly quang phổ.
1.3. Dao động của phân tử hai nguyên tử Theo cơ học lƣợng tử: đối với một dao động tử điều hòa , các dịch chuyển chỉ có thể xảy ra khi chúng thỏa mãn điều kiện Δv = 1. Tuy nhiên, đối với dao động phi điều hòa thì các dịch chuyển thoả mãn Δv = 2, 3, . . . (các họa tần) cùng thõa mãn quy tắc lựa chọn. Trong các dịch chuyển thoả mãn Δv = 1 thì dịch chuyển ứng với v = 0 1 (đƣợc gọi dịch chuyển cơ bản) sẽ xuất hiện rất mạnh trong vùng phổ hồng ngoại (IR) và phổ Raman. Điều này có thể đƣợc giải thích bằng định luật phân bố Maxwell- Boltzmann. Định luật này cho rằng tỷ số giữa mật độ của trạng thái v = 1 và trạng thi v = 0 có dạng nhƣ sau: Pn1  E / kT phân bố Maxwell – Boltzman: e Pn0

CÓ THỂ BẠN MUỐN DOWNLOAD

LV.11: Bộ Luận Văn Tốt Nghiệp Chuyên Ngành Tài Chính Ngân Hàng

172 tài liệu

837 lượt tải

THÔNG TIN

TRỢ GIÚP

HỖ TRỢ KHÁCH HÀNG

Theo dõi chúng tôi

Chịu trách nhiệm nội dung:

Nguyễn Công Hà - Giám đốc Công ty TNHH TÀI LIỆU TRỰC TUYẾN VI NA

LIÊN HỆ

Địa chỉ: P402, 54A Nơ Trang Long, Phường 14, Q.Bình Thạnh, TP.HCM

Hotline: 093 303 0098

Email: support@tailieu.vn

Giấy phép Mạng Xã Hội số: 670/GP-BTTTT cấp ngày 30/11/2015 Copyright © 2022-2032 TaiLieu.VN. All rights reserved.