第五章拉曼光谱

1第六章拉曼光谱
2第一节：引言
第二节：拉曼光谱的基本原理 2.1 光散射
2.2 拉曼光谱的经典解释 2.3 拉曼光谱的选择定则
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第三节：拉曼光谱仪简介第四节：拉曼光谱的应用
4.1 在有机化学中的应用 4.2 在无机与材料化学中的应用 4.3 在分析化学中的应用 4.4 在高分子材料中的应用 4.5 在生物学中的应用 4.6 在物理学中的应用 4.7 在催化研究中的应用
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第一节引言
什么是拉曼散射？
假定有一束频率为ν0的单色入射光照射到样品上，除了吸收和透射外，有一部分光将受到样品的散射。

对散射光的频率进行分析，发现部分散射光的频率仍为ν0，而其余散射光的频率分布在ν0两侧，即ν0 ±∆ν, 这种频率发生改变的散射，叫做拉曼散射(Raman Scattering)。

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CCl4的拉曼谱图
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拉曼光谱是以印度科学家V. Raman 的名字命名的，因为他和另一个科学家K. S.
Krishnan 于1928年最先发现这一散射现象的。

在拉曼散射中，频率的改变是光子与物质相互作用时发生了能量的转移引起的，频率变化的大小以及观察到的拉曼光谱的形式等与散射样品的结构、能级有关，当然用于测定散射的仪器也有一定的影响。

7拉曼光谱的用途：主要用于分子内部转动和振动跃迁的研究。

拉曼散射频率的变化值±∆ν与分子内部的转动和振动能级密切相关。

分子转动能级和几乎所有振动能级的拉曼波数都在0～3500 cm -1之间，当采用400～600 nm 范围任一波长的光作为辐射源，拉曼光谱都处于可见光区域。

用拉曼光谱研究分子的转动和振动，只需一种色散系统和一种探测器。

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在红外光谱中，有些振动模是红外非活性的，如CO 2的对称振动模，这些振动频率可以用拉曼光谱测得，拉曼光谱和红外光谱具有互补性，它们是研究振动和转动的最有效方法，两者缺一不可。

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拉曼光谱的特点：
波长位移在中红外区。

有红外及拉曼活性的分子,其红外光谱和拉曼光谱近似。

可使用各种溶剂，尤其是能测定水溶液，样品处理简单。

低波数段测定容易(如金属与氧、氮结合键的振动nM -O, nM -N 等)。

而红外光谱的远红外区不适用于水溶液，选择窗口材料、检测器困难。

由Stokes 、反Stokes 线的强度比可以测定样品体系的温度。

显微拉曼的空间分辨率很高，为1mm 。

时间分辨测定可以跟踪10-12s 量级的动态反应过程。

利用共振拉曼、表面增强拉曼可以提高测定灵敏度。

其不足之处在于，激光光源可能破坏样品；荧光性样品测定一般不适用，需改用近红外激光激发等等。

10第二节拉曼光谱的基本原理
2.1 光散射
光散射是吸收和反射之外的又一种光学现象，它分为体内散射和表面散射两种。

后者就是通常所说的漫反射，它是由于物体表面不平整引起的，本质上与反射相同。

体内散射是由于物质内部的粒子，包括物质的分子原子所产生，因此与材料的物性密切相关。

11体内散射又分为弹性散射和非弹性散射，弹性散射的散射光波长与入射光相同，是最常见的体内散射。

根据引起散射的颗粒大小，又分为延德尔散射和瑞利散射。

前者是大颗粒产生的散射，如牛奶、石灰水等，它的散射强度与波长无关，所以牛奶、石灰水以及天空中由小水滴构成的云都是白色的。

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大颗粒散射从本质上来说仍然是反射、折射和衍射。

瑞利散射是小颗粒产生的散射，如空气，以及分子原子等产生的散射，小颗粒散射的原因是物质内部的不均匀，瑞利散射的强度与入射光λ4成反比。

所以天空、大海的散射光都是蓝色的。

中午的太阳光是标准白光，而早晨和晚上的太阳则由于较多的短波光波被空气层散射而呈现红色。

13如果物质内部绝对均匀，则不可能发生光的散射，因为均匀介质中的各点所反射的次级波都是相干的，这些相干的波只有在原来光波的传播方向上才能相长叠加，而在其它方向上是相消叠加使光强为零。

对于实际体系，不可能绝对均匀，因为热运动，体系内微粒或分子的密度总有一些涨落，微粒或分子的外形非球形，使其有不同的取向，等等。

14非弹性散射的散射光频率与入射光不同，当用一束频率为ν0的单色光照射样品时，分子可以使入射光发生散射，在散射光谱中，出现频率产生几个到几千个波数变化的散射光称为拉曼光谱散射光。

分子受入射光ν0激发后可以获得能量h ν0，从电子基态的振动能级E 0跃迁到虚能级，当回复到基态时，可以不回到E 0，而回到基态中的
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振动能级的上能级E 1或E 2 ⋅⋅⋅上，这样散射光就失去了一部分能量而变为h ν0 -h νm ，损失的能量为ΔE =h νm ，νm 为拉曼位移。

如果被激发的分子原来就处于E 1或E 2
上，回复时，却回到了E 0能级，则散射光的能量增加ΔE=h νm ，变为h ν0 + h νm 。

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前者能量减少的散射，叫Stocks （斯托克斯）散射，后者能量增加的散射，叫反Stocks （斯托克斯）散射。

参见下页图。

由以上分析可知，散射光能量的变化值完全由分子的能级决定，而与入射光的频率无关。

拉曼散射频率的变化正是分子内部能级的反映，它是研究物质的振动能级和转动能级的强有力工具。

常用的散射光频率范围为：100～3500cm -1。

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图4-1光散射时分子的跃迁能级图
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拉曼散射的特点总结：
拉曼线对称地分布在瑞利线两侧，在瑞利线长波一侧的叫Stocks 线，在其短波一侧的叫反Stocks 线，相对应的频率位移完全相等，但Stocks 线的强度比反Stocks 线强得多。

若改变激发光的频率，则拉曼散射光的频率会相应变化，但它总是出现在瑞利线的两侧，频率位移∆ν保持不变。

19拉曼散射线的频率位移与激发光源频率无关，但与散射分子的能级结构密切相关。

当激发光源为可见光时，分子的振动或转动信息在可见光区获得，而红外振动和转动光谱出现在中红外，远红外，甚至微波区。

拉曼光谱的这一优点，使其受到科学家的广泛重视。

20拉曼散射的主要缺点是散射光的强度很弱，瑞利散射光的强度约为入射光强度的10-3，拉曼散射光的强度约为入射光的10-6，并要求被测样品的体积必须足够大和无色，无尘埃，无荧光等，这使得拉曼光谱的应用一度受到限制。

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但20世纪60年代后，激光技术得到了飞速发展，高强度，具有方向性和偏振性的激光束被用作拉曼散射的理想光源，使检测灵敏度大大提高。

目前，激光拉曼光谱在物理、化学、生物等许多领域得到广泛应用。

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2.2 拉曼光谱的经典解释
拉曼散射从本质上讲是研究分子在转动和振动能级间的跃迁，所以拉曼光谱的形式取决于散射系统的能级结构，能级之间容许出现的跃迁过程及观测条件。

此外拉曼光谱对用来分析散射的仪器的分辨本领也有很大的依赖性。

根据分子系统的能级特征，在一定的测量条件下，可以对分子系统的拉曼光谱的形式作一些概括。

23例如，如果不考虑中子跃迁，而且仪器的分辨本领足够高，那么拉曼光谱将由一系列波数移动较小的细密的谱线和许多波数移动较大的其它谱线所组成，前者由处于振动基态的分子，在紧密排列的转动能级之间的跃迁引起，而后者的跃迁是分子振动态的改变或者振动态和转动态的同时改变引起的。

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由于转动能级间距很小，由一对给定的转动能级之间的跃迁所产生的斯托克斯与反斯托克斯转动拉曼光谱的强度差别不大，但由振动量子数发生改变的跃迁过程所产生的反斯托克斯拉曼线，除拉曼移动值 较小外，其强度要比相应的斯托克斯拉曼线弱很多。

因此，斯托克斯拉曼谱与相应的反斯托克斯拉曼谱相比，光谱范围更广，强度更大。

25用中等分辨本领的仪器进行测量时，拉曼光谱通常仅出现由振动跃迁产生的拉曼线，而与转动量子数改变相联系的精细结构分辨不出，对于纯转动跃迁，这些谱线与瑞利线合在一起，而对于同时也改变振动量子数的转动跃迁，这些谱线与拉曼线结合在一起，所以本章中我们只讨论分子由振动跃迁所产生的拉曼线。

26从本质上讲，分子振动光谱是讨论电磁辐射与分子体系相互作用的过程。

最重要的是电磁辐射源是振荡的电偶极子，当一对数值相等符号相反的电荷分开一定的距离时就形成一个电偶极子，若S 是从电荷-q 到电荷+q 的矢量，其数值是电荷之间的距离，则偶极矩矢量p 由下式给出：
p ＝qS （4－1）
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当S 或q 变化时，就会引起p 的变化，若偶
极子以频率ν作简谐振动，则将向四周空间辐射频率为ν的电磁辐射。

假如一个分子中，电子分布是不对称的，则将具有永久电偶极矩。

当分子振动时，电偶极矩是变化的，但偶极子振动频率与分子振动频率相同，同时以这一振动频率辐射。

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吸收是发射的逆过程，发射频率ν的辐射体系，可吸收频率ν的辐射产生红外吸收。

若分子中电子分布是对称的，则在平衡状态中没有永久偶极子，但是不对称的振动仍然可能破坏电子分布的对称性而产生一个偶极矩也以分子振动的频率振荡。

在外电场作用下，分子产生感生电偶极矩p 感，此时偶极矩p 由两部分组成：
p ＝p 永偶+p 感（4－2）
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式中，p 永偶电场恒定，这里不讨论它，我们只研究p 感。

如果分子不振动，感生偶极子以电场频率ν0振荡；当分子以νm 频率振动时，则产生以电场频率ν0和ν0±νm 三种频率振荡的感生偶极子，从而发射出ν0和ν0±νm 三种频率的辐射，这就是拉曼散射（包含瑞利散射）的经典图像。

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经典理论使我们能够定量地处理光散射的许多方面的问题，特别是频率依赖关系，方向特性和偏振特性，以及选择定则的某些方面的问题。

现在考虑一个分子系统与频率为ν0的单色光的相互作用。

我们考虑分子系统是一个只有振动，而不转动的分子，即这个分子在空间被固定在平衡位置，但是各个核可在它们的平衡位置附近振动。

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由于与解释正常瑞利散射和拉曼散射有关的是线性项，所以我们可以作如下的计算。

感生电偶极矩p 与辐射电场E 的关系为:
p=α⋅E （4－3）
式中，α为分子极化率，因为极化率是核坐标的函数，由分子振动所引起的；
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极化率α的变化和分子在振动时的坐标有关，所以极化率的各个分量可以对坐标系展开，并取一级近似。

（4－4）
如果分子的振动是简谐的，
（4－5）
式中，θ0为振幅；t 为时间；νm 为分子振动频率；θ为分子振动时的简正坐标。

o αα(α)θ
θo
∂⎛⎫
=+ ⎪∂⎝⎭o m θ=θcos2πt
ν33
因为电场强度随时间变化：
E ＝E 0cos2πν0t （4－6）
把（4－4）式，（4－5）式，（4－6）式代入（4－3）式，得（4－7）式：
34()p=cos 2cos 21()cos 2cos 2()21+cos 2()2O O O O o m o o o o o o o m o
o o m o
t E t
E t E t
E t ααθπνπνθααπνθπννθαθπννθ⎡⎤∂⎛⎫+ ⎪⎢⎥∂⎝⎭⎣⎦
∂⎛⎫
=+- ⎪∂⎝⎭∂⎛⎫+ ⎪∂⎝⎭①
②
③
（4－7）
35从式（4-7）中，线性感生偶极矩具有3个不同频率分量：①是散射光的频率与入射光的频率ν0相同的瑞利散射；②是散射光的频率为（ν0－νm ）的斯托克斯拉曼散射；③是散射光的频率为（ν0＋νm ）的反斯托克斯拉曼散射。

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上两式中，E 是辐射场(激发光)，E 0是激发光电场的振幅；α是分子极化率张量；α0
是平衡位置的极化率张量；θ是分子的简正坐标；θ0是简正坐标振幅；νm 是分子固定于平
衡位置振动的振动频率；是平衡位置时单位核位移引起的极化率变化。

o
αθ
∂⎛⎫
⎪
∂⎝
⎭
372.3 拉曼光谱的选择定则
一. 经典解释
根据前面的讨论，显然根据（4-7）式可
得出拉曼活性的条件是≠0，即极化率至少
有一个分量相对简正坐标曲线在平衡位置具有非零梯度。

按照经典理论，红外活性的相应条件是，偶极矩至少有一个分量在平衡位置对简正坐标θ所取的导数不为零，这就是说，偶极矩至少有一个分量对于简正坐标曲线的梯度在平衡位置不为零。

αθ∂⎛⎫
⎪∂⎝⎭38例1双原子分子极化率与偶极矩的变化首先看同核双原子分子A 2，如H 2、N 2
等，它只有一个振动模(振动频率)。

这种分子，由于电子分布的对称性在平衡位置不具有永久电偶极矩，这种对称性不因核间距的微小变化而改变，偶极矩在振动过程中保持为零，其导数也为零，所以此振动为红外非活性。

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但这种分子具有非零的极化率，并可用极化率椭球来描述，在平衡位置它的取向是，一个主轴顺着键方向，而另外两个主轴与键方向成直角，这样的椭球由3个极化率分量的最大值来确定。

40以H 2分子为例，当分子振动时，随着核间距离趋于零，其极化率将趋于氦原子的极化率，而随着核间距离趋于无穷大，极化率将趋于两个氢原子的极化率。

已经知道两个氢原子的极化率大于氦原子的极化率，根据这一分析，极化率在分子振动过程中随着核间距的变
化而变化，即≠0，所以这一振动应该是拉曼活性的。

o
αθ∂⎛⎫
⎪∂⎝⎭41对异核双原子分子AB ，显然它也只有一个振动模，而且对同核双原子分子中极化率变化所作的讨论适用于AB 分子，因而振动是拉曼活性的。

因为分子AB 的电子分布是不对称的，所以分子AB 具有永久偶极矩。

由于在核间距为零时，偶极矩是零，所以沿键方向的偶极矩随核间距的变化而变化。

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偶极矩的最大值出现在远离于平衡核间距的核间距离上，因此，平衡位置的导数不为零，所有异核双原子分子都是这种情况，所以AB 分子中的振动将是红外活性的。

不过各个分子的偶极矩相对于核间距的曲线的形状将是不同的，因而它的导数的大小和符号也将明显不同，在图4－2中将AA 和AB 分子的情况做了比较。

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图4-2 AA 和AB 分子在平衡位置附近偶极矩、极化
率以及红外和拉曼活性的比较
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例2多原子分子的偶极矩和极化率
在多原子分子中，总偶极矩由各单个键偶极子的贡献所构成，显然由于每一个异核键的键偶极子在平衡位置导数不为零，并且考虑到在特定振动模中，每个键中运动的相对位移，把这些导数作矢量叠加，可以肯定这一振动是红外活性的。

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同样，可以把总的分子极化率看做是由单个键的极化率的贡献所构成的，并且假设这些键极化率的特性定性来说像在H 2中一样，但是在多原子分子中，振动的形式相对要复杂一些。

46首先考虑一个线型对称分子ABA 。

这种分子具有4个振动模：一个对称伸缩模，一个反对称伸缩模和两个具有相同频率而形成简并对的弯曲模。

这种ABA 分子由于它的电子分布是对称的，所以没有永久偶极矩。

47对于对称伸缩模，两个AB 键在一个运动状态中同时伸张，而在另一个运动状态中同时压缩，两个AB 键中的非零偶极矩导数总是取值相反而互相完全抵消，因此这个振动是红外非活性的。

另一方面，对于这个振动，在两个AB 键中非零键极化率导数是相加的。

因而这个振动是拉曼活性的。

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反对称伸缩模的情形完全不同，一个AB 键被拉伸（或压缩）的时候，另一个AB 键则被压缩（或拉伸）。

非零的键偶极矩导数是相加的，因而这个振动是红外活性的。

另一方面，键极化率导数互相抵消，因而分子极化率导数均为零。

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与反对称伸缩振动相同，对两个简并的弯曲振动也是键偶极矩导数相加而键极化率导数互相抵消，因此这些振动是红外活性的，拉曼非活性的。

偶极矩和极化率随各种简正坐标变化的一般形式表示在图4－3中。

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图4-3线型ABA 分子的偶极矩、极化率在平衡位置附
近的变化以及振动的红外和拉曼活性。

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对于非线型ABA 分子，具有三个振动模，对称伸缩模，对称弯曲模，反对称伸缩模。

很显然，对称伸缩模是红外活性也是拉曼活性的，这是由于它的偶极矩分量和极化率分量都不为零，同样对于对称弯曲模，同时的偶极矩分量和极化率分量都不为零，所以这一对称弯曲模也是红外活性的和拉曼活性的。

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对于反对称伸缩模，很容易看出是红外活性的。

由于整个分子在整个振动过程中具有一个非零的极化率分量，这一模也是拉曼活性的。

偶极矩和极化率随各个简正坐标变化的形式如图4-4所示。

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图4-4非线型ABA 分子的偶极矩、极化率在平衡位置
附近的变化以及振动的红外和拉曼活性。

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比较一下上述各种分子的振动活性可知，对于具有中心对称性的分子而言，那些拉曼活性的振动是非红外活性的，反之亦然，可以证明这是一个普遍定则，常常称之为互不相容定则，或互补性原理。

它可以作为识别分子构型的根据，例如识别一个ABA 分子是属于线型还是非线型。

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在许多情况下，可以利用预先推断出的拉曼活性振动模（拉曼峰）的数目或红外活性振动模（红外峰）的数目，或者两者的数目作比较的方法，来进行有价值的研究。

必须说明，虽然测出的峰证明了它的活性，可是反之并不一定正确，因为有些振动模尽管在原则上是容许的，可未必观察到，这是由于它们本身太弱，或者是受实验技术的限制。

56广义地说，对于对称性比较低的分子，全部或几乎全部振动既是红外活性的，又是拉曼活性的。

在某些分子当中，特别是那些对称性高的分子中，某些振动可以既不是红外活性也不是拉曼活性的。

但这些模常常可以在非线性拉曼散射中观察到，这里不作讨论。

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上述讨论将足以表明在决定红外活性和拉曼活性中分子的对称性和它的振动模的对称性的重要性，这里所采用的讨论是定性的，难以应用到更复杂的分子中去的，可靠地推断出振动模的对称特性必须采用一些数学方法，用分子的核平衡位移来推断分子的振动模式，偶极矩及极化率导数的对称性。

这要采用量子力学和群论的方法进行讨论。

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二. 量子解释（自学）
根据量子理论，当分子在两分立能级而进行向下或向上的跃迁时，辐射就要被发射或吸收，并且辐射本身的能量也是量子化的，以分立的光子形式出现。

因此，关于光谱过程的量子理论应该将辐射与分子合在一起作为一个完整系统来处理，并且去讨论辐射场与分子之间由于相互作用能量是如何
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进行转移的。

这种方法在此不作讨论，这里是采用半经典和半量子力学的折衷处理方法，也能得到包括瑞利散射和拉曼散射在内的许多光谱过程的基本上正确的结果。

下面，将采用经典方法来处理辐射，并将它看作分子的扰动源。

分子系统用量子力学处理。

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由这种处理可知，只要与分子的初态和末态相关的跃迁矩是非零的，那么分子系统能级之间的跃迁矩容许发生，同时引起辐射的发射或吸收，引用狄喇克括号表示法，跃迁矩的定义为：
（4－8）
P |P |ij f i ϕϕ∧∧
=〈〉
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式中和分别为初态和末态的波函数；是适当的偶极矩算符。

对于直接吸收，
对应于系统的永久偶极矩算符，而对于光散射，则对应于系统的感生偶极
矩算符。

一般地说，不仅和而且都是分子坐标与时间的函数。

为了避免应用复杂的含时微扰理论，只讨论跃迁矩振幅。

i ϕf ϕP ∧
P ∧
P ∧i ϕf ϕP ∧
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根据经典的辐射理论，瑞利散射和拉曼散射是与感生偶极矩相联系的，在感生偶极子的线性近似下，表示为：
p=α⋅E
因此，用量子力学的说法，如果由初态i 到末态f 的跃迁是由频率为ν0的入射辐射感生的，那么，与此变化过程相联系的跃迁振幅由下式给出：
63
式中和是不依赖于时间的初态和末态的波函数，一般地讲，波函数和
及极化率张量α均为系统所有坐标的函
数，因此，积分遍及整个坐标空间。

0[P]||E f i ϕαϕ=〈〉i ϕi ϕf ϕf ϕ（4－9）
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由于P 和E 的矢量性质以及α的张量性质，(4－9)式可以写成下面的线性方程组：
(4－10)
式中其中，，…称作极化率张量分量。

而，
，…是关于i →f 跃迁的矩阵元。

{}{}{}
x y z [P ][]E []E []E [P ][]E []E []E [P ][]E []E []E fi xx fi x xy fi y xz fi z fi yx fi x yy fi y yz fi z fi zx fi x zy fi y zz fi z ααααααααα=++=++=++[]||,[]||,.....xx fi f xx i xy fi f xy i αϕαϕαϕαϕ=〈〉=〈〉[]xx fi α[]xy fi αxx αxy α65为使某个特定的振动跃迁是拉曼活性的，则张量，…类型的分量中，至少有一个必须是非零的，对于这样的基波振动跃迁，即初态中的所有振动量子数均为零，而在末态中只有第k 个振动量子数改变1的振动跃迁，现在可以表示为式（4-11）：[]fi αfi αfi
i xy f
d αϕαϕτ
=⎰
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对上述积分，可通过考虑它的对称
性就可确定（4-11）式中的积分究竟是零或非零。

由群论严格的论证能够确定，仅当和属于同一对称类时，上述积分才是非零的。

xy αi ϕ
67所谓属于同一个对称类的含义是：对于
所讨论的分子施加的任意对称操作，和依相同方式变换。

这就构成了判断基波振动跃迁是否为拉曼活性的一般选择定则。

在涉及到仪器类型跃迁的最一
般形式下，选择定则如下：
xy αi ϕ68用波函数和表征的两个态之间的跃迁，除非至少有一个的三连积是属于其中一个结构含有全对称类的表示，否则这个跃迁是拉曼禁阻的。

这里只限于考虑基波情形，但是由于谐波和组合波在拉曼散射中较为少见，所以这个限制实际上并不十分重要。

f ϕi ϕi xy f ϕαϕ69
对于一种具有确定对称性的具体分子，应用这个一般定则时，要求知道其极化率张量分量和简正坐标的对称类知识，极化率分量的对称类仅仅取决于分子所属的点群。

因此，对于分子以及它所属的点群，必须针对每个具体情形加以确定，关于这些不作详细讨论。

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一. 仪器组成
激光拉曼光谱仪由光源（激光器）、样品室、单色器、检测器和控制与数据处理系统五部分构成，下页图是激光拉曼光谱仪的组成框图。

第三节拉曼光谱仪简介
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图4-5拉曼光谱仪结构示意图
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激光Raman 光谱仪
laser Raman spectroscopy
激光光源：He-Ne 激光器，波长632.8nm ；Ar 激光器，波长514.5nm ，
488.0nm ；散射强度∝1/λ4单色器：
光栅，多单色器；检测器：
光电倍增管，光子计数器；
73FT-Raman spectroscopy
光源：Nd-YAG 钇铝石榴石激光器（1.064 m ）；检测器：高灵敏度的铟镓砷探头；特点：
（1）避免了荧光干扰；（2）精度高；
（3）消除了瑞利谱线；（4）测量速度快。

傅立叶－拉曼光谱
74由于各组成部分在配置上有所改变，现代激光拉曼光谱仪已发展成系列产品。

由于单色器中的分光元件光栅配置不同，形成了由单、双、三联光栅单色器组成的低到高分辨率和低杂散光的系列拉曼光谱仪。

75
采用脉冲激光器和快速记录系统而构成的瞬态拉曼光谱仪，可测量时间分辨拉曼谱。

如果样品室装有显微系统，则构成显微拉曼谱仪。

用光电倍增管或用阵列探测器（CCD 或OMA ）作为检测器可组成单道或多道激光拉曼光谱仪。

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二. 激光器
为了激发拉曼光谱，对光源最主要的要求是具有单色性即具有窄的线宽。

气体激光器可满足这些要求，而且气体激光器输出的激光束既是准直的，又可以是平面偏振的，大多数气体激光器可提供多条功率不同的分立波数的激发线。

77而染料激光器能提供的激发波数可以在一定范围内连续可调，表4-1列出了目前常用于拉曼测量的一些典型的气体激发器和染料激光器特性。

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表4－1典型气体激光器和染料激光器的激发光。