Nghiên cứu phổ Raman của phân tử glucose” để làm đề tài khóa luận tốt nghiệp đại học.

Lời cảm ơn
Trước tiên, tôi xin bày tỏ lòng biết ơn sâu sắc tới PGS.TS Nguyễn Thế Bình-người
đã trực tiếp hướng dẫn tôi hoàn thành khóa luận này.
Tôi xin gửi lời cảm ơn chân thành tới các thầy cô trong Bộ môn Quang lượng tử,
khoa Vật lý trường Đại học Khoa học Tự nhiên-Đại học Quốc gia Hà Nội cùng toàn thể
các anh chị nghiên cứu sinh và học viên cao học đã tận tình chỉ bảo tôi trong quá trình
học tập và nghiên cứu đề tài này. Đặc biệt, tôi xin cảm ơn PGS.TS Lê Văn Vũ đã giúp đỡ
tôi trong quá trình đo phổ Raman và phổ hấp thụ hồng ngoại FTIR của phân tử glucose;
cảm ơn nghiên cứu sinh Nguyễn Quang Đông đã dẫn dắt tôi trong suốt quá trình thực
hiện khóa luận.
Cuối cùng, tôi xin gửi lời cảm ơn chân thành tới gia đình, bạn bè đã giúp đỡ, động
viên và đóng góp ý kiến cho tôi hoàn thành khóa luận này.


Mục lục

Lời nói đầu
Như chúng ta đã biết, hiện nay dùng phương pháp phân tích phổ để nghiên cứu các
thành phần hóa học, các tính chất hóa học của mẫu ở mọi trạng thái rắn, lỏng, khí… trở
nên phổ biến. Phương pháp này là một phương tiện vừa truyền thống vừa hiện đại để
nghiên cứu cấu trúc vật chất và được ứng dụng rộng rãi trong các nghiên cứu vật lý, hóa
học, sinh học, môi trường… Một trong số đó là phương pháp nghiên cứu phổ tán xạ
Raman.
Hiện tượng tán xạ Raman được Raman phát hiện năm 1929. Đó là quá trình tán xạ
không đàn hồi, xảy ra do sự tương tác của ánh sáng với môi trường vật chất. Khi chiếu
bức xạ đơn sắc vào một môi trường vật chất thì ở chùm tán xạ, ngoài bức xạ có tần số
bằng tần số của bức xạ kích thích ban đầu, còn có bức xạ có tần số lớn hơn và nhỏ hơn.
Chùm bức xạ được chiếu vào một tấm kính ảnh thì nhận được một dải vạch khác nhau
gọi là phổ Raman. Việc nghiên cứu phổ tán xạ Raman ngày càng trở nên hấp dẫn. Đặc
biệt với sự ra đời và phát triển của laser đã đánh dấu một bước ngoặt mới đồng thời thúc
đẩy quá trình nghiên cứu phổ tán xạ Raman.

Người ta sử dụng quang phổ Raman là một trong những công cụ quan trọng để tìm
hiểu cấu trúc của vật chất. Các nhà nghiên cứu đã chỉ ra rằng mỗi đỉnh phổ tán xạ Raman
tương ứng với dao động của từng liên kết trong phân tử. Đã có rất nhiều các bài báo, các
công trình khoa học được công bố sử dụng tán xạ Raman để nghiên cứu các hợp chất hữu
cơ, vô cơ…. Trong lĩnh vực y sinh học cũng như vậy, phổ tán xạ Raman đã sớm là một
công cụ hữu hiệu nghiên cứu các đại phân tử sinh học. Bởi vì nước là hoạt chất có phổ
Raman rất yếu, quang phổ rất đơn giản, nên nghiên cứu phổ Raman đối với các hợp chất
sinh học trong dung dịch nước là khá lí tưởng. Hiện nay, việc nghiên cứu các hợp chất
này ngày càng được chú ý nhiều hơn. Đặc biệt là hợp chất glucose- một cacbohydrat
quan trọng trong hệ thống các hợp chất sinh học và đóng vai trò quan trọng trong nhiều
quá trình sống. Chính vì vậy, nghiên cứu phổ tán xạ Raman của glucose sẽ cung cấp
thông tin cơ bản về cấu trúc phân tử, từ đó phục vụ cho các nghiên cứu tiếp theo về hợp
chất glucose. Nhận thức được tầm quan trọng của vấn đề này và được sự hướng dẫn của
PGS.TS Nguyễn Thế Bình, em chọn đề tài “Nghiên cứu phổ Raman của phân tử
glucose” để làm đề tài khóa luận tốt nghiệp đại học.
Khóa luận được trình bày trên 4 chương:
Chương I: Phổ dao động của phân tử


Chương II: Phổ tán xạ Raman
Chương III: Thiết bị đo phổ Raman
Chương IV: Phổ Raman của phân tử glucose

CHƯƠNG I: PHỔ DAO ĐỘNG CỦA PHÂN TỬ
• Phổ dao động của phân tử hai nguyên tử
1.1.1 Dao động của phân tử hai nguyên tử
Phân tử hai nguyên tử gồm hai nguyên tử được liên kết với nhau bằng liên kết hóa
học. Có thể xem một cách gần đúng, phân tử hai nguyên tử là một hệ gồm hai hạt có khối
lượng tập trung tại tâm của mỗi hạt và cách nhau một khoảng cách nào đó.

Giả sử m1, m2 là khối lượng của hai nguyên tử 1 và 2, r1, r2 là khoảng cách tương
ứng từ trọng tâm (C.G) của hệ đến các nguyên tử. Khi đó r1+r2 là khoảng cách của hai
nguyên tử ở trạng thái cân bằng, x1, x2 là các độ dịch chuyển (hay độ dời) của hai nguyên
tử tương ứng so với vị trí ở trạng thái cân bằng. Khi đó, điều kiện để duy trì vị trí của
trọng tâm là:
(1-1)
(1-2)
Kết hợp hai phương trình trên ta thu được:
(1-3)
Theo phương pháp cổ điển, các liên kết hóa học được xem là có tính đàn hồi và
tuân theo định luật Húc, lực khôi phục được xác định bằng công thức:
(1-4)
Trong đó, K là hệ số lực đàn hồi, dấu trừ thể hiện hướng của lực và hướng dịch
chuyển là ngược nhau. Từ (1.3) và (1.4), thu được:
(1-5)


Biểu thức định luật II Newwton (f=ma; m: khối lượng, a: gia tốc) được viết cho
mỗi nguyên tử:
(1-6)
(1-7)
Nhân hai vế của (1-6) với và nhân hai vế của (1-7) với rồi cộng vế với vế của hai
biểu thức ta được:
(1-8)
Với khối lượng rút gọn và độ dịch chuyển (q), (1-8) được viết lại:
(1-9)
Nghiệm của phương trình vi phân này là:
(1-10)
Trong đó, là độ dịch chuyển cực đại và là hằng số pha, nó phụ thuộc vào trạng
thái ban đầu. là tần số dao động cổ điển cho bởi công thức:

(1-11)
Thế năng (V) được xác định bởi:
Do vậy:
(1-12)
(1-13)
Động năng T là:

(1-14)
Khi đó, tổng năng lượng (E) là:
(1-15)
Hình 1-1 là đồ thị biểu diễn sự phụ thuộc của V vào q. Đó là đường cong thế năng,
, với E=T tại q=0 và E=V tại q=q0. Một dao động như vậy gọi là dao động điều hòa.


Hình 1-1: Đường cong thế năng như một dao động điều hòa
Trong cơ học lượng tử, dao động của phân tử hai nguyên tử có thể coi là dao động
của một hạt có khối lượng mà thế năng được xác định bởi (1.12). Phương trình
Schrodinger cho hệ được viết:
(1-16)
Giải phương trình (1-16) trong điều kiện giá trị đơn, hữu hạn, liên tục, khi đó, giá
trị riêng là:
(1-17)
Với tần số dao động là:
(1-18)
Trong đó, là số lượng tử dao động, có các giá trị 0, 1, 2, 3…..Tương ứng hàm
riêng là:
(1-19)
Trong đó,
Và là đa thức hecmit bậc . Theo đó, giá trị riêng và hàm riêng tương ứng là:
(1-20)

………………….
Chú ý rằng, tần số cơ học lượng tử (1-18) chính xác như tần số theo quan điểm cổ
điển (1-12). Tuy nhiên, có một vài điểm khác biệt đáng lưu ý giữa hai quan điểm lượng
tử và cổ điển. Thứ nhất, theo quan điểm cổ điển, E=0 khi q=0. Trong cơ học lượng tử,
trạng thái năng lượng thấp nhất () có năng lượng (năng lượng điểm không), nó là kết quả
của nguyên lý bất định Heisenberg. Thứ hai, năng lượng của một dao động điều hòa có


thể thay đổi một cách liên tục trong cơ học cổ điển. Trong cơ học lượng tử, năng lượng
thay đổi gián đoạn từng đơn vị . Thứ ba, sự dao động chỉ giới hạn trong đường cong
parabol trong cơ học cổ điển, T sẽ âm khi . (hình 1-1). Trong cơ học lượng tử, xác suất
tìm thấy q bên ngoài đường cong parabol là khác không (do hiệu ứng đường hầm).
Trong trường hợp của một dao động điều hòa, khoảng cách giữa hai mức dao động
liên tiếp luôn giống nhau và bằng . Thực tế với phân tử không như vậy, vì thế năng của
nó không có dạng hoàn toàn parabol mà một cách gần đúng thế năng được mô tả bởi
đường cong thế năng Morse (hình 1-3) và có dạng:
(1-21)
Trong đó, là năng lượng phân ly, là đại lượng đo độ cong đáy hố thế năng.
Phương trình Schrodinger được giải với thế năng này, giá trị riêng là:
(1-22)

Ở đây, là số
sóng hiệu chỉnh cho mẫu phi điều hòa, và độ phi điều hoà. Phương trình (1-22) cho thấy
các mức năng lượng của dao động tử điều hòa không còn khoảng cách bằng nhau, và
khoảng cách giảm khi tăng như hình 1-3. Như vậy đến nay, sự hiệu chỉnh cho mẫu phi
điều hoà đã được thực hiện chủ yếu trên phân tử hai nguyên tử bởi vì sự tính toán sẽ phức
tập hơn với các phân tử lớn.
Hình 1-2: Các hàm sóng (bên trái) và phân bố xác suất (bên phải)
của dao động điều hòa

Hình 1-3: Đường cong thế năng cho một phân tử hai nguyên tử. Đường cong nét
liền cho thấy thế năng Morse xấp xỉ với thế năng thực tế. Đường nét đứt là đường cong
thế năng cho dao động điều hòa. và là năng lượng phân ly theo lý thuyết và quang phổ.
Theo cơ học lượng tử, đối với dao động điều hòa, các dịch chuyển chỉ có thể xảy
ra khi chúng thỏa mãn điều kiện . Đối với dao động phi điều hòa, các dịch chuyển thỏa
mãn cũng rất yếu. Trong các dịch chuyển thỏa mãn thì xuất hiện gần như mạnh nhất ở
cả hai phổ hồng ngoại và Raman. Nó được xác định từ quy luật phân bố MaxwellBoltzmann, trạng thái có và , tỉ số giữa mật độ của hai trạng thái được cho bởi:
(1-23)
[3]

1.1.2 Phổ dao động của phân tử hai nguyên tử


Trong vùng dao động điều hòa các dịch chuyển giữa các mức năng lượng dao
động tuân theo quy tắc chọn lọc:
Tần số bức xạ tương ứng là:
Với là tần số dao động của phân tử.
Nếu thế năng dịch chuyển sáng vùng dao động không điều hòa thì xuất hiện thêm
các dịch chuyển ứng với quy tắc chọn lọc:
Các dịch chuyển giữa các mức năng lượng được tính theo (1-22) và nếu nhỏ thì
các tần số bức xạ tương ứng sẽ là ν=2ν0, 3ν0,…
Như vậy, phổ dao động của phân tử lưỡng nguyên sẽ gồm một tần số cơ bản ν0 và
những hòa âm 2ν0, 3ν0,… nằm trong vùng hồng ngoại. [1]
• Tần số dao động của các liên kết trong phân tử
Trong trường hợp phân tử lưỡng nguyên với gần đúng dao động điều hòa, độ dài
liên kết phân tử dao động điều hòa như một lò xo có độ cứng k=f12. Giá trị f12 được gọi là
hằng số lực liên kết. Tần số dao động riêng phụ thuộc vào hằng số lực liên kết:
[Hz] với
Trong quang phổ học dao động, người ta thường tính tần số theo đơn vị số sóng

[cm-1] (số sóng trên đơn vị chiều dài).
Nếu khối lượng được tính theo đơn vị khối lượng nguyên tử u và hằng số lực được
tính theo N/cm, tần số dao động phân tử có thể được tính theo công thức:
[cm-1]
Trên bảng 1.1 là một số ví dụ về tần số dao động đối với các liên kết khác nhau
thông dụng trong hóa hữu cơ.

Bảng 1.1. Tần số dao động cơ bản của một số liên kết phân tử
Liên kết

Hằng số lực
(N/cm)

Tần số đặc trưng

Tần số tính toán

(cm-1)

(cm-1)


4,79

2960

2966

5,1

3020

3066

5,85

3300

3277

4,5

900

1127

9,6

1650

1644

15,6

2050

2099

6,35

3350

3396

12,1

1700

1730

15,9

2100

2041

Các hằng số lực liên kết gần đúng tỉ lệ với bậc liên kết. Ví dụ, đối với liên kết
carbon-carbon đơn, kép và bậc ba, hằng số lực tương ứng là 4,5; 9,6 và 15,6 N/cm. Tần
số dao động còn thay đổi theo độ dài liên kết và khối lượng các nguyên tử (bảng1.2).
Bảng 1.2 Độ dài và hằng số lực liên kết của một số liên kết phân tử.
Liên kết

Độ dài liên kết r ()

Hằng số lực liên kết (mdyn/Å)

1,10

4,9

1,08

5,3

1,06

5,9

Thông thường người ta xem rằng lực liên kết không phụ thược vào các đồng vị
liên quan mặc dù theo logic phải có một ảnh hưởng nhỏ. Trường hợp thay thế nguyên tử
H bằng các đồng vị D, T là khá rõ. Nếu so sánh tần số dao động của (2916; 2108; 1738
cm-1) đối với tần số dao động co giãn đối xứng của metan ta thấy chúng có xu hướng tỷ lệ
với khối lượng rút gọn: tỷ lệ tần số là 1,36 đối với các dao động tử và , trong khi tỷ lệ
khối lượng rút gọn tương ứng là 1,38. Tỷ lệ tần số là 1,61 đối với các dao động tử và ,
trong khi tỷ lệ rút gọn tương ứng là 1,68. [1]
• Dao động của phân tử nhiều nguyên tử
Trong các phân tử hai nguyên tử, sự dao động chỉ xảy ra dọc theo các mối liên kết
giữa các hạt nhân. Trong phân tử nhiều nguyên tử, tình hình sẽ phức tạp hơn bởi vì tất cả
các hạt nhân đều thực hiện dao động điều hòa của chính nó. Tuy nhiên, có thể cho rằng


tất cả các dao động phức tạp đều có thể được mô tả như là sự chồng chập của nhiều “dao
động chuẩn tắc” độc lập với nhau.
Để có thể hình dung về các dao động chuẩn tắc, chúng ta hãy xét một mô hình cơ
học của phân tử CO2. Ở đây các nguyên tử C và O được xem như những hòn bi có trọng
lượng tương ứng với trọng lượng nguyên tử của chúng, và các hòn bi được nối với nhau
bởi các lò xo có lực căng riêng tương ứng với hằng số lực của các liên kết. Giả sử rằng
liên kết C-O được kéo dãn ra và sau đó được thả ra một cách đồng thời. Các hòn bi sẽ di
chuyển qua lại dọc theo phương liên kết. Đây là một trong những dao động chuẩn tắc của
mô hình này và được gọi là dao động hóa trị đối xứng. Trong phân tử CO2 thực, tần số

của dao động này là v1=1,340cm-1. Tiếp theo, kéo dãn một liên kết C-O và nén một liên
kết C-O còn lại và sau đó thả ra một cách đồng thời. Đây cũng là một dao động chuẩn tắc
và được gọi là dao động hóa trị phi đối xứng. Trong phân tử CO2 thực, tần số của dao
động này là v3=2,350cm-1. Cuối cùng, ta xét trường hợp ba quả bóng được dịch chuyển
theo phương vuông góc với nhau và sau đó được thả một cách đồng thời. Đây là loại thứ
ba của dao động chuẩn tắc và được gọi là dao động biến dạng đối xứng. Trong phân tử
CO2 thực, tần số của dao động này là v2=667cm-1.

Hình 1-4: Chuyển động của các nguyên tử
trong dao động chuẩn tắc của CO2
Bây giờ giả sử rằng ta dùng một cái búa đánh vào mô hình cơ học này thì nó sẽ
thực hiện một chuyển động vô cùng phức tạp không giống với những dao động chuẩn tắc
đã được đề cập trên. Tuy nhiên, nếu chuyển động phức tạp này được ghi bằng một
camera hoạt nghiệm với tần số hoạt nghiệm bằng với tần số dao động chuẩn tắc thì chúng
ta sẽ thấy được từng dao động giống hệt như các dao động chuẩn tắc được mô tả trong
hình. Trong thực tế, camera hoạt nghiệm được thay thế bằng các thiết bị đo phổ IR hay
Raman mà nó chỉ phát hiện được một dao động chuẩn tắc mà thôi. Do mỗi nguyên tử có


chuyển động theo ba phương (x,y,z) phân tử N có 3N bậc tự do chuyển động. Tuy nhiên,
3N bậc tự do này là bao gồm 6 bậc tự do bắt nguồn từ chuyển động tịnh tiến của toàn bộ
phân tử theo 3 phương và từ chuyển động quay của toàn bộ phân tử xung quanh ba trục
quay chính, mà chúng đi qua khối tâm của phân tử. Do đó, bậc dao động tự do là 3N-6.
Đối với các phân tử thẳng thì bậc dao động tự do là 3N-5 vì không có sự quay của phân
tử quay quanh trục của nó. Trong trường hợp phân tử CO2, chúng ta có 3x3-5=4 dao động
chuẩn tắc. Cần chú ý rằng v2a và v2b có cùng tần số dao động, chỉ khác nhau về phương
dao động và một cặp dao động như thế được gọi là dao động suy biến bậc hai.

Hình 1-5: Các dao động chuẩn tắc của CO2
Các dao động tương đương theo bất cứ phương nào cũng có thể được mô tả bởi sự

kết hợp tuyến tính của v2a và v2b. Hình 1-6 minh họa ba dao động chuẩn tắc của phân tử
H2O. Các dao động chuẩn tắc sẽ được khảo sát về mặt lý thuyết trong phần tiếp theo. Nếu
chúng ta chọn các “tọa độ chuẩn tắc” Q1, Q2, Q3 tuần tự cho các dao động chuẩn tắc v1,
v2, v3 trong hình 1.12 thì sự liên hệ tọa độ chuẩn tắc và tọa độ Descartes (q1, q2, ..) như
sau :

…………………………
Do đó, các mô hình dao động chuẩn tắc có thể được biểu diễn theo tọa độ
Descartes nếu như số hạng Bij được xác định.


Hình 1-6: Các mode dao động chuẩn tắc của H2O
[3]

CHƯƠNG II: PHỔ TÁN XẠ RAMAN


• Tán xạ Raman
•

Lịch sử nghiên cứu

Năm 1928, Chandrasekhra Venkata Raman khám phá ra hiện tượng mà sau này nó
mang tên ông bằng những dụng cụ đo phổ rất thô sơ. Ông sử dụng ánh sáng mặt trời làm
nguồn sáng và kính viễn vọng thu nhận ánh sáng tán xạ, còn dùng đôi mắt của ông để
phát hiện ra chúng. Ngày nay chúng ta gọi đó là hiện tượng tán xạ Raman.
Theo sự phát triển của khoa học kỹ thuật, người ta tập trung nghiên cúư phát triển
cho các nguồn kích thích. Trước tiên, người ta sử dụng các loại đèn của các nguyên tố
như helium, bismuth, chì, kẽm để làm nguồn kích thích, nhưng thực tế không đáp ứng
được yêu cầu vì cường độ quá yếu. Vào những năm 1930, người ta bắt đầu sử dụng các

đèn thuỷ ngân cho phổ Raman. Ví dụ người ta thiết kế một hệ thống kích thích gồm bốn
đèn thuỷ ngân bao quanh ống Raman.
Với sự phát minh ra laser (năm 1962), người ta đã nghiên cứu sử dụng một số loại
laser khác nhau để làm nguồn kích thích cho tán xạ Raman. Các loại Laser được ứng
dụng phổ biến thời đó là: laser Ar+ (351,1-514,5 nm), Kr+(337,4-676,4 nm) và gần đây
nhất là laser rắn Nd-YAG, (1064 nm). Với nguồn kích thích bằng laser Nd-YAG, hiện
tượng huỳnh quang do các dịch chuyển điện tử sẽ được loại trừ một cách đáng kể.
Ban đầu, để ghi nhận phổ Raman người ta dùng các kính ảnh, sau đó vào đầu
những năm 1950 người ta dùng nhân quang điện. Hiện nay, trong các thiết bị FT-IR và
FT- Raman hiện đại người ta sử dụng một trong hai loại detector chủ yếu là DTGS và
MTC. detector loại DTGS hoạt động ở nhiệt độ phòng, có khoảng tần số hoạt động rộng,
nó được sử dụng rộng rãi hơn loại MTC. Detector loại MTC đáp ứng nhanh hơn và có độ
nhạy cao hơn loại DTGS, nhưng nó chỉ hoạt động ở nhiệt độ nitơ lỏng và bị giới hạn về
tần số hoạt động. Do đó người ta chỉ sử dụng nó vào những mục đích đặc biệt mà thôi.
Vào những nặm 1960,việc nghiên cứu hệ thống quang học cho quang phổ Raman
bắt đầu được chú trọng. Người ta sử dụng máy đơn sắc đôi cho các thiết bị phổ Raman
bởi vì nó có khả năng loại trừ ánh sáng nhiễu mạnh hơn máy đơn sắc rất nhiều lần. Sau
này, để tăng cường hơn nữa hiệu suất loại trừ nhiễu người ta còn sử dụng máy đơn sắc
ba. Cũng vào những năm này, cách tử toàn ký cũng đà được sử dụng để tăng hiệu suất thu
nhận ánh sáng tán xạ Raman trong các thiết bị Raman.
Ngày nay, với sự phát triển vượt bậc của khoa học kỹ thuật, người ta có thể thu
được phổ Raman bằng phương pháp biến đổi FT-Raman. Các thiết bị FT-Raman được
sản xuất lắp ghép với thiết bị FT-IR hay hoạt động độc lập như một thiết bị FT-Raman
chuyên dụng. [3]
2.1.2 Tán xạ Raman
Tán xạ Raman (tán xạ tổ hợp) là một quá trình tán xạ không đàn hồi giữa photon
(lượng tử ánh sáng) và một lượng tử dao động của vật chất hay mạng tinh thể. Sau quá
trình va chạm, năng lượng của photon giảm đi (hoặc tăng lên) một lượng bằng năng
lượng giữa hai mức dao động của nguyên tử (hoặc mạng tinh thể) cùng với sự tạo thành

(hoặc hủy) một hạt lượng tử dao động. Dựa vào phổ năng lượng thu được, ta có thể có
những thông tin về mức năng lượng dao động của nguyên tử, phân tử hay mạng tinh thể.
Giống như các mức năng lượng của electron trong nguyên tử, các mức năng lượng dao
động này cũng là đại lượng đặc trưng, có thể dùng để phân biệt nguyên tử này với nguyên
tử khác. Chính vì thế, tính ứng dụng của phổ Raman là rất lớn. [3]
Để thu được phổ tán xạ Raman, ta chiếu một chùm ánh sáng đơn sắc với tần số có
cường độ mạnh (thường là chùm ánh sáng của các laser Argon, He-Ne…) vào môi trường
vật chất và ánh sáng tán xạ được quan sát theo phương vuông góc với phương của chùm
ánh sáng tới bằng một máy quang phổ thì ta nhìn thấy chùm ánh sáng tán xạ thu được.
Ngoài vạch có tần số bằng với tần số của ánh sáng tới còn xuất hiện một dãy các vạch
bức xạ có tần số nhỏ hơn hoặc lớn hơn .
Vạch có tần số bằng tần số của ánh sáng tới (hay ánh sáng kích thích) gọi là vạch
tán xạ Rayleigh.
Các vạch có tần số gọi là các vạch tán xạ Stokes.
Các vạch có tần số gọi là các vạch tán xạ đối Stokes.

Hình 2-1: Vạch tán xạ Rayleigh (a) và các vạch tán xạ Stokes (b),
đối Stokes (c) trong phổ tán xạ Raman.
Các vạch tán xạ Raman (tức là các vạch tán xạ Stokes và đối Stokes) nằm rất gần
và đối xứng nhau qua vạch tán xạ Rayleigh.
Độ dịch chuyển giữa các vạch tán xạ Raman và vạch tán xạ Rayleigh (i=1, 2,
3,…) không phụ thuộc vào tần số của ánh sáng kích thích mà phụ thuộc vào bản chất của
môi trường tán xạ. Tùy theo độ lớn của mà các vạch tán xạ Raman được xếp vào hai
nhóm: dịch chuyển lướn và dịch chuyển bé. Độ dịch chuyển lớn đúng bằng tần số dao
động của phân tử trong vùng hồng ngoại gần còn độ dịch chuyển bé bằng hai lần tần số
quay của phân tử trong vùng hồng ngoại xa.


Cường độ các vạch tán xạ Stokes nhỏ hơn rất nhiều so với cường độ của vạch tán

xạ Rayleigh nhưng lại lớn hơn nhiều so với cường độ các vạch tán xạ đối Stokes.[2]
Theo lý thuyết cổ điển, tán xạ Raman có thể được giải thích như sau: Cường độ
điện trường E của bức xạ điện từ (chùm ánh sáng tới từ laser) dao động theo thời gian có
dạng:
Trong đó, là biên độ dao động và là tần số laser. Nếu một phân tử hai nguyên tử
được chiếu bởi bức xạ này thì một momen lưỡng cực điện sẽ xuất hiện do cảm ứng có
dạng sau :
Trong đó, là hằng số tỷ lệ, được gọi là hệ số phân cực. Nếu phân tử dao động với
tần số , thì sự dịch chuyển q của hạt nhân có dạng sau :
Trong đó là biên độ dao động. Với biên độ dao động nhỏ, là hàm tuyến tính theo
q. Do đó, chúng ta có thể viết :
Suy ra :

Theo lý thuyết cổ điển, số hạng thứ nhất mô tả một lưỡng cực dao động mà nó bức
xạ tần số (tán xạ Rayleigh); số hạng thứ hai là tương ứng với tán xạ Raman với tần số
(đối Stockes) và (Stockes).
Nếu bằng không thì sự dao động không thể tạo ra phổ Raman. Nói chung, để có
phổ Raman thì tỷ số này phải khác không.[3]
•

Quy tắc chọn lọc phổ hồng ngoại và Raman

Để xác định một dao động là hoạt động hồng ngoại (IR) hay hoạt động Raman,
các quy tắc chọn lọc được áp dụng cho từng loại dao động chuẩn tắc (normal vibration).
Do nguồn gốc của phổ hồng ngoại và phổ Raman khác nhau đáng kể nên nguyên tắc
chọn lọc của chúng cũng khác nhau. Theo cơ học lượng tử, một dao động hoạt động hồng
ngoại nếu moment lưỡng cực (dipole moment) bị thay đổi trong suốt quá trình dao động
và dao động đó được gọi là hoạt động Raman nếu độ phân cực (polarizability) bị thay đổi
trong suốt quá trình dao động.
Hoạt động hồng ngoại của các phân tử nhỏ có thể được xác định bằng việc khảo

sát mode của dao động chuẩn tắc (mode chuẩn tắc). Rõ ràng, dao động của phân tử hai
nguyên tử đồng cực là không hoạt động hồng ngoại, còn dao động của phân tử hai


nguyên tử dị cực là hoạt động hồng ngoại. Như hình 2-2, momen lưỡng cực điện của
phân tử H2O thay đổi trong mỗi dao động chuẩn tắc. Do đó, tất cả dao động là hoạt động
hồng ngoại. Tương tự, hình 1-5, có thể dễ dàng thấy rằng dao động ν2 và ν3 của phân tử
CO2 là hoạt động hồng ngoại, trong khi đó ν1 không hoạt động hồng ngoại.

Hình 2-2: Sự thay đổi momen lưỡng cực của phân tử H2O
trong suốt mỗi quá trình dao động chuẩn tắc
Để khảo sát hoạt động Raman, trước hết hãy xét bản chất của độ phân cực . Khi
một phân tử được đặt trong điện trường (chùm laser), nó bị biến dạng do hạt nhân tích
điện dương bị hút về phía cực âm và các điện tử mạng điện âm bị hút về phía cực dương
(hình 2-3). Sự phân tách điện tích như vậy sẽ tạo nên một momen lưỡng cực cảm ứng P
được cho bởi:
(2-1)


Hình 2-3: Sự phân cực của một phân tử gồm hai nguyên tử
dưới tác động của điện trường
Trong các phân tử thực, P và E là những vector 3 thành phần x, y, z nên biểu thức
(2-1) được viết lại:
(2-2)
Viết dưới dạng ma trận:
(2-3)
Ma trận đầu tiên của vế phải gọi là tenso phân cực. Trong tán xạ Raman thường,
tenso này là đối xứng, , , . Theo cơ học lượng tử, dao động là hoạt động Raman nếu một
trong các thành phần của tenso phân cực biến đổi trong suốt quá trình dao động.
Trong trường hợp các phân tử nhỏ, dễ dàng nhận biết độ phân cực biến đổi hay

không trong quá trình dao động. Xét phân tử hai nguyên tử như H2 và các phân tử như
CO2. Đám mây điện tử của chúng giống như quả dưa hấu bị giãn ra và có tiết diện tròn.
Trong các phân tử này, các điện tử bị phân cực nhiều ( lớn) dọc theo mối liên kết hóa học
hơn là phương vuông góc với nó. Nếu chúng ta vẽ từ khối tâm theo tất cả các phương (x,
y, z) thì chúng ta sẽ thu được một mặt khối ba chiều. Thông thường, vẽ thay vì và gọi
hình thể ba chiều này là ellipsoid phân cực. Hình 2-4 mô tả sự biến đổi của một ellipsoid
trong quá trình dao động của phân tử CO2.


Hình 2-4: Sự thây đổi của các ellipsoid phân cực
trong suốt quá trình dao động của phân tử CO2.
Dựa vào ellipsoid phân cực, dao động là hoạt động Raman nếu kích thước, hình
dạng hoặc hướng của nó thay đổi trong quá trình dao động chuẩn tắc. Trong dao động tần
số ν1, kích thước của ellipsoid bị thay đổi, các thành phần trên đường chéo , , thay đổi
một cách đồng thời. Do đó, dao động này là hoạt động Raman. Mặc dù kích thước của
ellipsoid thay đổi trong quá trình dao động với tần số ν3, nhưng các ellipsoid tại hai cực
trị của độ dịch chuyển (+q và -q) có kích thước bằng nhau. Do đó, dao động này không
phải Raman. Sự khác nhau giữa ν1 và ν3 được mô tả trong hình 2-5.

Hình 2-5: Sự khác nhau giữa dao động ν1 và ν3 trong phân tử CO2


Ở đây, hoạt động Raman được xác định bởi hệ số góc gần vị trí cân bằng . Trong
dao động tần số ν2, hình dạng của ellipsoid là hình cầu tại hai cấu hình cực trị. Tuy nhiên,
kích thước và hình dạng của ellipsoid chính xác là bằng nhau tại +q và –q. Do đó, nó
không hoạt động Raman vì nguyên nhân giống với dao động ν3. Những ví dụ này chỉ ra
rằng không cần thiết tính toán chính xác kích thước, hình dạng và hướng của ellipsoid để
xác định hoạt động Raman.

Hình 2-6: Sự thay đổi của các ellipsoid phân cực trong suốt quá trình

dao động chuẩn tắc của phân tử H2O.
Hình 2-6 mô tả sự thay đổi của các ellipsoid phân cực trong suốt quá trình dao
động chuẩn tắc của phân tử H2O. Dao động ν1 là hoạt động Raman, cũng như dao động ν1
của phân tử CO2. Dao động ν2 cũng hoạt động Raman vì hình dạng của ellipsoid khác
nhau tại +q và –q. Trong giới hạn của tenso phân cực, , và tất cả thay đổi với tốc độ
khác nhau. Cuối cùng, dao động ν3 là hoạt động Raman vì hướng của ellipsoid thay đổi
trong quá trình dao động. Hoạt động này diễn ra bởi các yếu tố nằm ngoài đường chéo
chính (ví dụ trong trường hợp ) biến đổi.
Một điều nên lưu ý rằng, trong phân tử CO2, dao động mà đối xứng tâm (ν1) là
hoạt động Raman nhưng không hoạt động hồng ngoại (IR), trong khi dao động đó mà
không đối xứng tâm (ν2 và ν3) là hoạt động hồng ngoại (IR) nhưng không hoạt động
Raman. Điều kiện này gọi là nguyên tắc tương tác ngoại trừ và giữ cho phân tử đối xứng
tâm.


Những ví dụ trước chứng minh rằng hoạt động hồng ngoại và Raman có thể xác
định bằng cách kiểm tra dao động chuẩn tắc. Rõ ràng, sự giống nhau cơ bản là không áp
dụng cho phân tử lớn và phức tạp.
•

So sánh phổ hồng ngoại và Raman

Mặc dù phổ hồng ngoại IR và Raman đều giống nhau là cung cấp thông tin về tần
số dao động, nhưng có nhiều ưu điểm và nhược điểm riêng cho từng phổ:
• Nguyên tắc chọn lọc phổ của phổ hồng ngoại IR và Raman khác nhau đáng kể.
Do đó, một vài dao động chỉ hoạt động Raman trong khi một số khác chỉ hoạt động hồng
ngoại IR. Ví dụ điển hình là trong phân tử đối xứng tâm giữ nguyên tắc tương tác ngoại
trừ. Nói chung, dao động là hoạt động hồng ngoại IR, hoạt động Raman, hoặc hoạt động
cả hai; tuy nhiên, dao động đối xứng hoàn toàn luôn hoạt động Raman.
• Một vài dao động hoạt động yếu trong phổ hồng ngoại lại hoạt động mạnh

trong phổ Raman. Ví dụ như dao động hóa trị của các liên kết , , và . Nói chung, dao
động là mạnh trong Raman nếu như liên kết là hóa trị, và dao động là mạnh trong hồng
ngoại nếu liên kết là ion (, N). Đối với liên kết hóa trị thì tỷ số cường độ tương đối của
các dao động hóa trị của các liên kết, , trong phổ Raman là 3:2:1. Dao động biến dạng
nói chung là yếu hơn dao động hóa trị trong phổ Raman.
• Việc đo tỷ số khử phân cực cung cấp thông tin đáng tin cậy về sự đối xứng
của dao động thường trong dung dịch. Thông tin đó không thể thu được từ phổ hồng
ngoại của dung dịch mà ở đó phân tử định hướng một cách ngẫu nhiên.
• Sử dụng Raman cộng hưởng để tăng cường dao động của nhóm mang màu
trong phân tử. Điều này này đặc biệt có lợi trong việc nghiên cứu dao động của các phân
tử sinh học chứa các nhóm mang màu.
• Do đường kính của chùm laser thường nhỏ 1-2mm, chỉ cần một mẫu nhỏ là có
thể thu được phổ Raman. Đây là ưu điểm so với phổ hồng ngoại.
• Nước là chất tán xạ Raman yếu, nên phổ Raman của các mẫu trong dung dịch
nước sẽ ít bị ảnh hưởng bởi phổ dao động của nước. Do đó, phổ Raman rất lí tưởng để
nghiên cứu các hợp chất sinh học trong dung dịch nước. Ngược lại, phổ hồng ngoại bị
ảnh hưởng nhiều bởi sự hấp thụ rất mạnh của nước.
• Có thể thu được phổ Raman của các hợp chất hút ẩm hoặc nhạy khí bằng cách
đặt mẫu vào một ống thủy tinh sau đó bịt kín lại. Trong phổ Hồng ngoại, điều này không
thể thực hiện được vì ống thủy tinh hấp thụ mạnh bức xạ hồng ngoại.
• Vùng phổ của phổ Raman từ 50 – 4000cm-1, do đó để ghi hết vùng phổ bởi một
lần ghi. Ngược lại, cần phải thay đổi các chi tiết quang học (cách tử, bộ tách chùm tia,
kính lọc, detector…) mới có thể ghi hết vùng phổ hồng ngoại vì vùng phổ Hồng ngoại rất
rộng.
Bên cạnh những ưu thế nói trên so với phổ Hồng ngoại, phổ Raman cũng có một
số nhược điểm sau:


• Để quan sát được sự tán xạ Raman yếu ta phải sử dụng nguồn laser có công
suất lớn. Điều này có thể tạo nên sự nung nấu cục bộ hay sự quang phân ly, đặc biệt trong

nghiên cứu phổ Raman cộng hưởng mà ở đó tần số laser được điều chỉnh vào vùng hấp
thu của phân tử.
•

Một vài hợp chất sẽ phát huỳnh quang khi chiếu vào chúng chùm laser.

• Thu phổ quay và phổ dao động – quay với độ phân giải cao trong phổ Raman
khó hơn là trong phổ Hồng ngoại. Bởi vì phổ Raman được quan sát trong vùng tử ngoại –
khả kiến, nhưng trong vùng này rất khó thu được phổ có độ phân giải cao.
•

Thiết bị Raman hiện đại đắt tiền hơn nhiều so với thiết bị đo hồng ngoại FT-

IR.
Cuối cùng, quang phổ Raman và quang phổ Hồng ngoại có thể ứng dụng cho tất
cả các trạng thái rắn, lỏng, khí và dung dịch. Trong khi đó, nhiễu xạ tia X chỉ có thể ứng
dụng cho trạng thái tinh thể. Còn cộng hưởng từ hạt nhân (NMR) chỉ ứng dụng phần lớn
cho mẫu ở dạng dung dịch.
•

Tán xạ Raman tăng cường bề mặt (SERS)

Tín hiệu Raman vốn đã yếu, đặc biệt là khi sử dụng kích thích bằng ánh sáng khả
kiến. Trong những năm gần đây, các nhà nghiên cứu đã phát hiện ra một phương pháp để
khuếch đại tín hiệu Raman, đó là tán xạ Raman tăng cường bề mặt (SERS). Tương tác
giữa ánh sáng và vật chất có thể được tăng cường bằng cách khai thác các dao động tập
thể của các electron mặt gọi là plasmon. Các trường ánh sáng được tăng cường khi chúng
cộng hưởng với những plasmon này, dẫn tới nhiều hiệu ứng tăng cường bề mặt, trong đó
có hiệu ứng SERS.
SERS sử dụng bề mặt kim loại có kích thước nano, thường được làm bằng vàng

(Au), bạc (Ag), platin (Pt). Trong cấu trúc kim loại, các tính chất quang học chủ yếu là do
các electron dẫn của kim loại. Sự kích thích điện từ làm cho những electron này dao động
tập thể, tạo lên một hệ dao động được gọi là plasmon trong không gian cấu trúc kim loại
đó. Kim loại có nhiều điện tử tự do, các điện tử tự do này sẽ dao động dưới tác dụng của
điện trường bên ngoài như ánh sáng. Thông thường, các dao động bị dập tắt nhanh chóng
bởi các sai hỏng mạng hay bởi chính các nút mạng tinh thể trong kim loại. Nhưng khi
kích thước của kim loại nhỏ hơn quãng đường tự do trung bình thì hiện tượng dập tắt
không còn nữa mà điện tử sẽ dao động cảm ứng với ánh sáng kích thích. Do vậy, tính
chất quang của hạt nano có được do dao động tập thể của các điện tử dẫn đến quá trình
tương tác với bức xạ sóng điện từ. Các điện tử sẽ phân bố lại trong hạt nano làm cho hạt
nano bị phân cực điện tạo thành một lưỡng cực điện, từ đó xuất hiện một tần số cộng
hưởng phụ thuộc vào nhiều yếu tố nhưng các yếu tố về hình dáng, độ lớn của hạt nano và
môi trường xung quanh là các yếu tố ảnh hưởng nhiều nhất. Khi tần số của ánh sáng kích
thích bằng với tần số riêng của dao động mật độ điện tử sẽ xảy ra hiện tượng cộng hưởng
plasmon bề mặt định xứ. Các trường ánh sáng được tăng cường khi chúng cộng hưởng
với những plasmon này, dẫn tới SERS. Các nhà khoa học đã thành công trong việc tăng


cường các tín hiệu tán xạ Raman lên tới 1014 lần khi các phân tử nằm trong những “điểm
nóng” cấu trúc nano ngẫu nhiên trên các bề mặt kim loại.
Đối với hiệu ứng SERS, bề mặt kim loại phủn lên đế phải gồ ghề (bề mặt nhám)
trong kích cỡ nm. Bề dày lớp bề mặt ở kích thước nm thì sự tăng cường mới đáng kể. Các
cấu trúc nano kim loại gồ ghề dưới kích thích của laser sẽ cộng hưởng plasmon với
trường ánh sáng. Khi một phân tử hấp thụ nằm gần trường cộng hưởng trên bề mặt, tín
hiệu Raman được tăng cường. Tín hiệu Raman tăng cường của một vài bậc có cường độ
lớn hơn so với tán xạ Raman thông thường, do đó nó có thể phát hiện được nồng độ thấp
(10-11). Tín hiệu Raman có thể được khuếch đại thêm khi bề mặt kim loại nhám được sử
dụng kết hợp với ánh sáng laser phù hợp với cực đại hấp thụ của phân tử.

CHƯƠNG III: KỸ THUẬT ĐO RAMAN
Để thu phổ tán xạ Raman khi kích thích bằng laser người ta thường dùng quang
phổ kế Raman. Các bộ phận cơ bản của quang phổ kế Raman là:
•

Nguồn kích thích, thường là laser liên tục.

•

Hệ thống chiếu mẫu và hệ thống thu nhận các ánh sáng tán xạ.

•

Máy đơn sắc hoặc máy quang phổ.

•

Bộ detector, máy tính điều khiển và hệ thống hiển thị tín hiệu.

Sơ đồ bố trí điển hình của quang phổ kế Raman được trình bày trong hình 1-13.

Hình 3-1: Sơ đồ các thành phần chính trong một quang phổ kế Raman
3.1 Nguồn kích thích
Trước khi laser phát triển, trong những năm 1960, nguồn kích thích cho phổ
Raman điển hình là một đèn thủy ngân, được trang bị với một bộ lọc để truyền bước sóng
đơn sắc hoặc ánh sáng có bước sóng cần đo. Hệ thống phức tạp được phát triển để cung
cấp một bước sóng duy nhất với đủ năng lượng để tạo ra tán xạ Raman. Toronto (thủy
ngân) cuối cùng trở thành nguồn tiêu chuẩn cho phổ Raman. Đó một hệ thống kích thích
gồm bốn đèn thuỷ ngân bao quanh ống Raman . Sự ra đời của laser năm 1962 đã giúp cải tiến
hệ thống thiết bị đo Raman.

Hầu hết các laser khí phát ra bức xạ trong vùng khả kiến. Laser liên tục như Ar+ (351,1514,5 nm), Kr+ (337,4-676,4 nm), và He-Ne (632,8 nm) thường được sử dụng cho quang phổ
Raman. Gần đây, các laser xung như Nd:YAG, đi-ốt và laser exciter đã được sử dụng cho tia
tử ngoại (UV) phổ Raman cộng hưởng.


Laser là nguồn kích thích lí tưởng cho phổ Raman do các đặc điểm sau đây: một là bức
xạ đơn sắc từ laser liên tục lớn có thể dễ dàng cung cấp năng lượng 1-2W, và laser xung cung
cấp đỉnh năng lượng theo thứ tự 10-100MW; hai là các chùm laser có tính đơn sắc cao (số
sóng ~0,1 cm-1 đối với laser Ar+), và các bước sóng không liên quan yếu hơn nhiều; ba là hầu
hết các chùm tia laser có đường kính nhỏ (1-2mm), có thể được giảm xuống còn 0,1 mm bằng
cách sử dụng hệ thống ống kính đơn giản. Do đó, tất cả các thong lượng bức xạ có thể được
tập trung vào một mẫu nhỏ, cho phép nghiên cứu thể tích chất lỏng cỡ micro lít () và tinh thể
cỡ milimet khối (~mm3). Trong trường hợp kính hiển vi Raman, vùng mẫu nhỏ như đường
kính ~ có thể được nghiên cứu. Bốn là chùm tia laser gần như hoàn toàn phân cực và rất lí
tưởng cho các phép đo tỷ lệ khử cực. Năm là có thể sản xuất tia laser trong phạm vi bước sóng
rộng bằng cách sử dụng laser màu và các thiết bị khác.
3.2 Kích thích mẫu
Vì tán xạ Raman vốn đã yếu, các tia laser phải tập trung vào các mẫu và các ánh
sáng tán xạ phải được thu thấp hiệu quả. Laser có thể dễ dàng tập trung vào mẫu vì
đường kính của chùm tia laser ~1 mm. Sự kích thích và thu thấp bức xạ từ mẫu có thể
được thực hiện bằng một số cấu hình quang học, chẳng hạn như đổi phương tán xạ một
góc 90o và 180o như hình 3-2a và 3-2b. Bộ thu quang học bao gồm một hệ thống thấu
kính không màu với một ống kính thu và một thấu kính hội tụ, như hình 3-2. Bề mặt
trước của mẫu đo được chiếu chùm tia laser với góc xiên thường là ~85o. Một hệ thống
khác không sử dụng ống thu mà sử dụng gương như hình 3-3; một ellipsoid ngoài trục
được sử dụng để thu áng sáng tán xạ và tập trung nó vào khe lối ra. Hệ thống này có ưu
điểm có thể đo lường được trong vùng tia tử ngoại UV.

Hình 3-2: Hệ thống tán xạ góc (a)90o và (b)180o

Hình 3-3: Bộ thu quang học với một gương có trục elip cho vùng tử ngoại UV
(FL: thấu kính hội tụ, S: mẫu đo, ED: khe lối ra)
Hệ thống quang học dùng để thu bức xạ tán xạ bao gồm một hệ thấu kính tiêu sắc:
một thấu kính dùng để thu bức xạ và một thấu kính dùng để hội tụ bức xạ. Khả năng hội
tụ ánh sáng được đặc trưng bởi số F:
(3-1)
Trong đó f: là tiêu cự của thấu kính
D: là đường kính của thấu kính.
F càng nhỏ thì khả năng hội tụ càng lớn.
Giá trị của F phải phù hợp với bộ đơn sắc để thu nhận được lượng ánh sáng nhiều
nhất và tận dụng được hết khả năng của hệ cách tử trong bộ đơn sắc.
Trong quang phổ Raman hiện đại ngày nay để chùm laser hội tụ vào mẫu một cách
chính xác người ta sử dụng một cơ cấu chỉnh vi cấp 3 chiều để điề u khiển vị trí của mẫu
vật. Chúng ta vừa chỉnh vị trí mẩu vừa quan sát tín hiệu Raman để chọn vị trí tối ưu nhất
( tín hiệu lớn nhất).
3.3 Máy đơn sắc
Máy đơn sắc có thể phân thành nhiều loại. Thiết bị đơn giản nhất là bộ lọc giao
thoa, nó phụ thuộc vào hai bề mặt quang học phẳng để tạo ra sự giao thoa và truyền một
số nguyên bước sóng tương ứng với hai lần độ dày của bộ lọc. Các bộ lọc giao thoa được
xây dựng cho các bước sóng đơn sắc. Cả lăng kính, cách tử đơn sắc và máy quang phổ
đã được sử dụng rộng rãi để đo phổ Raman. Trong đó cách tử đơn sắc vẫn là thiết bị đo
Raman chính, quang phổ kế FT-Raman cũng đã được cải tiến trong những năm gần đây
và hiện nay được coi có thể sánh với cách tử đơn sắc.