комбинационное рассеяние

Неупругое рассеяние фотонов веществом

В физике комбинационное рассеяние или эффект Рамана ( / ˈ r ɑː m ən / ) представляет собой неупругое рассеяние фотонов веществом , что означает, что происходит как обмен энергией, так и изменение направления света. Обычно этот эффект включает в себя колебательную энергию , получаемую молекулой , когда падающие фотоны от видимого лазера смещаются в сторону более низкой энергии. Это называется нормальным рассеянием Стокса-Рамана .

Свет имеет определенную вероятность рассеивания материалом. Когда фотоны рассеиваются, большинство из них рассеивается упруго ( рэлеевское рассеяние ), так что рассеянные фотоны имеют ту же энергию ( частоту , длину волны и, следовательно, цвет), что и падающие фотоны, но другое направление. Рэлеевское рассеяние обычно имеет интенсивность в диапазоне от 0,1% до 0,01% относительно интенсивности источника излучения. Еще меньшая часть рассеянных фотонов (около 1 на миллион) может рассеиваться неупруго , при этом рассеянные фотоны имеют энергию, отличную (обычно ниже) от энергии падающих фотонов — это фотоны комбинационного рассеяния. ^[1] Из-за закона сохранения энергии материал либо приобретает, либо теряет энергию в этом процессе.

Эффект используется химиками и физиками для получения информации о материалах для различных целей путем выполнения различных форм Рамановской спектроскопии . Многие другие варианты Рамановской спектроскопии позволяют исследовать вращательную энергию , если используются образцы газа, и электронные уровни энергии могут быть исследованы, если используется источник рентгеновского излучения , в дополнение к другим возможностям. Известны более сложные методы, включающие импульсные лазеры , множественные лазерные лучи и т. д.

Эффект Рамана назван в честь индийского ученого CV Raman , который открыл его в 1928 году с помощью своего студента KS Krishnan . Raman был удостоен Нобелевской премии по физике 1930 года за открытие комбинационного рассеяния. Эффект был теоретически предсказан Адольфом Смекалом в 1923 году.

История

Первая страница «Молекулярной дифракции света» (1922)

Явление упругого рассеяния света, называемое рэлеевским рассеянием, при котором свет сохраняет свою энергию, было описано в 19 веке. Интенсивность рэлеевского рассеяния составляет около 10−3–10−4 по ^{сравнению} с интенсивностью возбуждающего источника. ^{[2] В} 1908 году была открыта другая форма упругого рассеяния, называемая рассеянием Ми .

Неупругое рассеяние света было предсказано Адольфом Смекалем в 1923 году ^[3] , и в старой немецкоязычной литературе оно упоминалось как эффект Смекаля-Рамана. ^[4] В 1922 году индийский физик К. В. Раман опубликовал свою работу «Молекулярная дифракция света», первую из серии исследований с его сотрудниками, которые в конечном итоге привели к его открытию (16 февраля 1928 года) радиационного эффекта, который носит его имя. Эффект Рамана был впервые описан Раманом и его коллегой К. С. Кришнаном [ ^5] и независимо Григорием Ландсбергом и Леонидом Мандельштамом в Москве 21 февраля 1928 года (через 5 дней после Рамана и Кришнана). В бывшем Советском Союзе вклад Рамана всегда оспаривался; поэтому в русской научной литературе эффект обычно называют «комбинационным рассеянием» или «комбинаторным рассеянием». Раман получил Нобелевскую премию в 1930 году за свою работу по рассеянию света. ^[6]

В 1998 году Американское химическое общество признало эффект Рамана Национальным историческим химическим памятником в знак признания его значимости как инструмента для анализа состава жидкостей, газов и твердых тел. ^[7]

Инструментарий

Ранний спектр комбинационного рассеяния бензола, опубликованный Раманом и Кришнаном. ^[8]

Схема установки дисперсионной рамановской спектроскопии в 180° обратном рассеивании. ^[9]

Современная спектроскопия Рамана почти всегда подразумевает использование лазеров в качестве возбуждающего источника света. Поскольку лазеры появились только через три десятилетия после открытия эффекта, Раман и Кришнан использовали ртутную лампу и фотографические пластины для записи спектров. ^[10] Ранние спектры получали часами или даже днями из-за слабых источников света, плохой чувствительности детекторов и слабых сечений рассеяния Рамана большинства материалов. Наиболее распространенными современными детекторами являются приборы с зарядовой связью (ПЗС). Фотодиодные матрицы и фотоумножительные трубки были распространены до принятия ПЗС. ^[11]

Теория

Далее рассматривается теория нормального (нерезонансного, спонтанного, колебательного) комбинационного рассеяния света дискретными молекулами. Рентгеновская рамановская спектроскопия концептуально похожа, но включает возбуждение электронных, а не колебательных уровней энергии.

Молекулярные колебания

Рамановское рассеяние обычно дает информацию о колебаниях внутри молекулы. В случае газов также можно получить информацию о вращательной энергии. ^[12] Для твердых тел также можно наблюдать фононные моды. ^[13] Основы инфракрасного поглощения относительно молекулярных колебаний применимы к Рамановскому рассеянию, хотя правила отбора различны.

Степени свободы

Для любой данной молекулы существует в общей сложности 3 N степеней свободы , где N — число атомов . Это число возникает из-за способности каждого атома в молекуле двигаться в трех измерениях. ^[14] При работе с молекулами чаще всего рассматривают движение молекулы как целого. Следовательно, 3 N степеней свободы делятся на молекулярное поступательное, вращательное и колебательное движение. Три степени свободы соответствуют поступательному движению молекулы как целого (вдоль каждого из трех пространственных измерений). Аналогично, три степени свободы соответствуют вращениям молекулы вокруг осей , , и . Линейные молекулы имеют только два вращения, поскольку вращения вдоль оси связи не изменяют положения атомов в молекуле. Остальные степени свободы соответствуют молекулярным колебательным модам. Эти моды включают в себя движения растяжения и изгиба химических связей молекулы. Для линейной молекулы число колебательных мод составляет 3 N -5, тогда как для нелинейной молекулы число колебательных мод составляет 3 N -6. ^[14] ${\displaystyle x}$ ${\displaystyle y}$ ${\displaystyle z}$

Вибрационная энергия

Известно, что молекулярная колебательная энергия квантуется и может быть смоделирована с использованием приближения квантового гармонического осциллятора (QHO) или расширения Данхэма, когда важна ангармоничность. Уровни колебательной энергии согласно QHO следующие:

${\displaystyle E_{n}=h\left(n+{1 \over 2}\right)\nu =h\left(n+{1 \over 2}\right){1 \over {2\pi }}{\sqrt {k \over m}}\!}$,

где n — квантовое число. Поскольку правила отбора для Рамана и инфракрасного поглощения обычно диктуют, что наблюдаются только фундаментальные колебания, инфракрасное возбуждение или стоксово Рамановское возбуждение приводит к изменению энергии ${\displaystyle E=h\nu ={h \over {2\pi }}{\sqrt {k \over m}}}$

Диапазон энергии для колебаний находится в диапазоне приблизительно от 5 до 3500 см ⁻¹ . Доля молекул, занимающих данную колебательную моду при данной температуре, следует распределению Больцмана . Молекула может быть возбуждена до более высокой колебательной моды посредством прямого поглощения фотона соответствующей энергии, которая попадает в терагерцовый или инфракрасный диапазон. Это составляет основу инфракрасной спектроскопии. В качестве альтернативы, то же колебательное возбуждение может быть получено с помощью процесса неупругого рассеяния. Это называется стоксовым рамановским рассеянием, по аналогии со стоксовым сдвигом во флуоресценции, открытым Джорджем Стоксом в 1852 году, при излучении света на более длинной волне (теперь известно, что она соответствует более низкой энергии), чем поглощенный падающий свет. Концептуально подобные эффекты могут быть вызваны нейтронами или электронами , а не светом. ^[15] Увеличение энергии фотона, которое оставляет молекулу в состоянии с более низкой колебательной энергией, называется антистоксовым рассеянием.

комбинационное рассеяние

Рамановское рассеяние концептуализируется как вовлекающее виртуальный электронный энергетический уровень , который соответствует энергии возбуждающих лазерных фотонов. Поглощение фотона возбуждает молекулу до мнимого состояния, а повторное излучение приводит к рамановскому или рэлеевскому рассеянию. Во всех трех случаях конечное состояние имеет ту же электронную энергию, что и начальное состояние, но имеет более высокую колебательную энергию в случае стоксова рамановского рассеяния, более низкую в случае антистоксова рамановского рассеяния или одинаковую в случае рэлеевского рассеяния. Обычно это рассматривается в терминах волновых чисел, где - волновое число лазера, а - волновое число колебательного перехода. Таким образом, стоксово рассеяние дает волновое число , в то время как для антистоксова дано. Когда возбуждающая лазерная энергия соответствует реальному электронному возбуждению молекулы, то возникает резонансный эффект Рамана . ${\displaystyle {\tilde {\nu }}_{0}}$ ${\displaystyle {\tilde {\nu }}_{M}}$ ${\displaystyle {\tilde {\nu }}_{0}-{\tilde {\nu }}_{M}}$ ${\textstyle {\tilde {\nu }}_{0}+{\tilde {\nu }}_{M}}$

Модель, основанная на классической физике, способна учитывать рассеяние Рамана и предсказывает увеличение интенсивности, которая масштабируется четвертой степенью частоты света. Рассеяние света молекулой связано с колебаниями индуцированного электрического диполя. Колеблющийся компонент электрического поля электромагнитного излучения может вызывать индуцированный диполь в молекуле, который следует за переменным электрическим полем, которое модулируется молекулярными колебаниями. Поэтому колебания на частоте внешнего поля наблюдаются вместе с частотами биений, возникающими из-за внешнего поля и нормальных колебаний моды. ^{[10] [2]}

Различные возможности рассеяния света: релеевское рассеяние (без обмена энергией: падающий и рассеянный фотоны имеют одинаковую энергию), стоксово комбинационное рассеяние (атом или молекула поглощает энергию: рассеянный фотон имеет меньшую энергию, чем падающий фотон) и антистоксово комбинационное рассеяние (атом или молекула теряет энергию: рассеянный фотон имеет большую энергию, чем падающий фотон)

Спектр рассеянных фотонов называется спектром Рамана . Он показывает интенсивность рассеянного света как функцию его разности частот Δν по отношению к падающим фотонам, более часто называемой сдвигом Рамана. Расположение соответствующих пиков Стокса и антистокса образует симметричный рисунок вокруг линии Рэлея Δν=0 . Сдвиги частот симметричны, поскольку они соответствуют разнице энергий между теми же верхними и нижними резонансными состояниями. Однако интенсивности пар характеристик обычно будут различаться. Они зависят от заселенностей начальных состояний материала, которые, в свою очередь, зависят от температуры. В термодинамическом равновесии нижнее состояние будет более заселенным, чем верхнее. Следовательно, скорость переходов из более заселенного нижнего состояния в верхнее состояние (переходы Стокса) будет выше, чем в противоположном направлении (переходы антистокса). Соответственно, пики рассеяния Стокса сильнее пиков рассеяния антистокса. Их соотношение зависит от температуры и поэтому может быть использовано для ее измерения:

${\displaystyle {\frac {I_{\text{Stokes}}}{I_{\text{anti-Stokes}}}}={\frac {({\tilde {\nu }}_{0}-{\tilde {\nu }}_{M})^{4}}{({\tilde {\nu }}_{0}+{\tilde {\nu }}_{M})^{4}}}\exp \left({\frac {hc\,{\tilde {\nu }}_{M}}{k_{B}T}}\right)}$

Правила отбора

В отличие от ИК-спектроскопии, где для возникновения колебательного возбуждения требуется изменение дипольного момента, для комбинационного рассеяния требуется изменение поляризуемости. Рамановский переход из одного состояния в другое допускается только в том случае, если молекулярная поляризуемость этих состояний различна. Для колебания это означает, что производная поляризуемости по нормальной координате, связанной с колебанием, не равна нулю: . В общем случае нормальная мода является рамановской активной, если она преобразуется с той же симметрией квадратичных форм , что можно проверить по таблице характеров точечной группы молекулы. Как и в ИК-спектроскопии, в соответствии с QHO разрешены только фундаментальные возбуждения ( ). Однако существует много случаев, когда наблюдаются обертоны. Правило взаимного исключения , которое гласит, что колебательные моды не могут быть одновременно ИК и рамановскими активными, применяется к определенным молекулам. ${\displaystyle {\frac {\partial \alpha }{\partial Q}}\neq 0}$ ${\displaystyle (x^{2},y^{2},z^{2},xy,xz,yz)}$ ${\displaystyle \Delta \nu =\pm 1}$

Конкретные правила отбора гласят, что разрешенные вращательные переходы — это , где — вращательное состояние. Это, как правило, относится только к молекулам в газовой фазе, где ширина линий Рамана достаточно мала для разрешения вращательных переходов. ${\displaystyle \Delta J=\pm 2}$ ${\displaystyle J}$

Правило отбора, применимое только к упорядоченным твердым материалам, гласит, что с помощью ИК- и рамановской спектроскопии можно наблюдать только фононы с нулевым фазовым углом, за исключением случаев, когда проявляется ограничение фононов . ^[13]

Симметрия и поляризация

Мониторинг поляризации рассеянных фотонов полезен для понимания связей между молекулярной симметрией и активностью Рамана, что может помочь в назначении пиков в спектрах Рамана. ^[16] Свет, поляризованный в одном направлении, дает доступ только к некоторым Рамановским активным модам, но вращение поляризации дает доступ к другим модам. Каждая мода разделяется в соответствии с ее симметрией. ^[17]

Симметрия колебательного режима выводится из коэффициента деполяризации ρ , который является отношением комбинационного рассеяния с поляризацией, ортогональной падающему лазеру, и комбинационного рассеяния с той же поляризацией, что и падающий лазер: Здесь - интенсивность комбинационного рассеяния, когда анализатор повернут на 90 градусов относительно оси поляризации падающего света, и интенсивность комбинационного рассеяния, когда анализатор совмещен с поляризацией падающего лазера. ^[18] Когда поляризованный свет взаимодействует с молекулой, он искажает молекулу, что вызывает равный и противоположный эффект в плоской волне, заставляя ее вращаться на разницу между ориентацией молекулы и углом поляризации световой волны. Если , то колебания на этой частоте деполяризованы ; это означает, что они не полностью симметричны. ^{[19] [18]} ${\displaystyle \rho ={\frac {I_{r}}{I_{u}}}}$ ${\displaystyle I_{r}}$ ${\displaystyle I_{u}}$ ${\displaystyle \rho \geq {\frac {3}{4}}}$

Вынужденное комбинационное рассеяние и комбинационное усиление

Процесс комбинационного рассеяния света, описанный выше, происходит спонтанно; т. е. в случайные промежутки времени один из многих входящих фотонов рассеивается материалом. Этот процесс называется спонтанным комбинационным рассеянием света .

С другой стороны, вынужденное комбинационное рассеяние может иметь место, когда некоторые стоксовы фотоны ранее были сгенерированы спонтанным комбинационным рассеянием (и каким-то образом вынуждены оставаться в материале), или когда преднамеренно впрыскиваются стоксовы фотоны («сигнальный свет») вместе с исходным светом («свет накачки»). В этом случае общая скорость комбинационного рассеяния увеличивается по сравнению со скоростью спонтанного комбинационного рассеяния: фотоны накачки быстрее преобразуются в дополнительные стоксовы фотоны. Чем больше стоксовских фотонов уже присутствует, тем быстрее их добавляется. По сути, это усиливает стоксов свет в присутствии света накачки, что используется в комбинационных усилителях и комбинационных лазерах .

Вынужденное комбинационное рассеяние света — это нелинейный оптический эффект.

Требование пространственной согласованности

Предположим, что расстояние между двумя точками A и B возбуждающего луча равно x . Обычно, поскольку возбуждающая частота не равна рассеянной рамановской частоте, соответствующие относительные длины волн λ и λ' не равны. Таким образом, появляется фазовый сдвиг Θ = 2π x (1/λ − 1/λ') . При Θ = π рассеянные амплитуды противоположны, так что рамановский рассеянный луч остается слабым.

• Пересечение лучей может ограничить путь x .

Для получения большей амплитуды можно использовать несколько приемов:

• В оптически анизотропном кристалле световой луч может иметь два режима распространения с разной поляризацией и разными показателями преломления. Если энергия может передаваться между этими режимами посредством квадрупольного (рамановского) резонанса, фазы остаются когерентными по всему пути, передача энергии может быть большой. Это оптическая параметрическая генерация . ^{[ необходима цитата ]}
• Свет может быть импульсным, так что биения не появляются. В импульсном вынужденном комбинационном рассеянии (ISRS) ^{[20] [21] [22] [23]} длина импульсов должна быть короче всех соответствующих временных констант. ^[24] Интерференция комбинационного и падающего света слишком коротка, чтобы допустить биения, так что она производит сдвиг частоты, примерно, в наилучших условиях, обратно пропорциональный кубу длины импульса.

В лабораториях необходимо использовать фемтосекундные лазерные импульсы, поскольку ISRS становится очень слабым, если импульсы слишком длинные. Таким образом, ISRS нельзя наблюдать с помощью наносекундных импульсов, создающих обычный некогерентный во времени свет. ^{[ необходима цитата ]}

Обратный эффект Рамана

Обратный эффект Рамана — это форма комбинационного рассеяния, впервые отмеченная У. Дж. Джонсом и Борисом П. Стойчевым . В некоторых обстоятельствах стоксово рассеяние может превышать антистоксово рассеяние; в этих случаях континуум (при выходе из материала) наблюдается с линией поглощения (провалом интенсивности) при ν _L +ν _M . Это явление называется обратным эффектом Рамана ; применение этого явления называется обратной спектроскопией Рамана , а запись континуума называется обратным спектром Рамана .

В оригинальном описании обратного эффекта Рамана ^[25] авторы обсуждают как поглощение из континуума более высоких частот, так и поглощение из континуума более низких частот. Они отмечают, что поглощение из континуума более низких частот не будет наблюдаться, если частота Рамана материала имеет колебательное происхождение и если материал находится в тепловом равновесии .

Генерация суперконтинуума

Для высокоинтенсивных лазеров непрерывного излучения (CW) для создания суперконтинуума с широкой полосой пропускания можно использовать вынужденное комбинационное рассеяние . Этот процесс также можно рассматривать как особый случай четырехволнового смешения , в котором частоты двух падающих фотонов равны, а испускаемые спектры находятся в двух полосах, отделенных от падающего света энергиями фононов . Первоначальный спектр комбинационного рассеяния создается спонтанным излучением и усиливается позже. При высоких уровнях накачки в длинных волокнах спектры комбинационного рассеяния более высокого порядка могут быть получены путем использования спектра комбинационного рассеяния в качестве новой отправной точки, тем самым создавая цепочку новых спектров с уменьшающейся амплитудой. Недостаток собственного шума из-за начального спонтанного процесса можно преодолеть, засев спектра в начале или даже используя петлю обратной связи, как в резонаторе, для стабилизации процесса. Поскольку эта технология легко вписывается в быстро развивающуюся область волоконных лазеров и существует спрос на поперечно-когерентные источники света высокой интенсивности (например, широкополосная связь, приложения для обработки изображений), рамановское усиление и генерация спектра могут найти широкое применение в ближайшем будущем. ^{[ необходима цитата ]}

Приложения

Рамановская спектроскопия использует эффект Рамана для анализа веществ. Спектр Рамановского рассеянного света зависит от присутствующих молекулярных компонентов и их состояния, что позволяет использовать спектр для идентификации и анализа материалов. Рамановская спектроскопия используется для анализа широкого спектра материалов, включая газы, жидкости и твердые вещества. Очень сложные материалы, такие как биологические организмы и человеческие ткани ^[26], также могут быть проанализированы с помощью Рамановской спектроскопии.

Для твердых материалов комбинационное рассеяние света используется как инструмент для обнаружения высокочастотных фононных и магнонных возбуждений.

Рамановский лидар используется в физике атмосферы для измерения коэффициента ослабления атмосферы и вертикального распределения водяного пара.

Стимулированные рамановские переходы также широко используются для управления уровнями энергии захваченных ионов и, следовательно, базовыми состояниями кубита .

Рамановскую спектроскопию можно использовать для определения силовой константы и длины связи для молекул, не имеющих инфракрасного спектра поглощения .

Рамановское усиление используется в оптических усилителях .

Эффект Рамана также участвует в создании видимости голубого неба (см. Рэлеевское рассеяние : «Рэлеевское рассеяние молекулярного азота и кислорода в атмосфере включает упругое рассеяние, а также неупругий вклад вращательного комбинационного рассеяния в воздухе»).

Рамановская спектроскопия использовалась для химического отображения малых молекул, таких как нуклеиновые кислоты , в биологических системах с помощью вибрационной метки. ^[27]

Смотрите также

• Рассеяние Мандельштама-Бриллюэна
• Когерентная антистоксовая рамановская спектроскопия (КАРС)
• Микроскопия когерентного комбинационного рассеяния (CRS)
• Коэффициент деполяризации
• Волоконно-оптический усилитель
• Список методов анализа поверхности
• Национальный день науки (Индия)
• Нелинейная оптика
• Рамановский лазер
• Рамановская спектроскопия
• Резонансная Рамановская спектроскопия (RR)
• Рассеивание
• Поверхностно-усиленная спектроскопия комбинационного рассеяния (SERS)

Ссылки

1. Харрис и Бертолуччи (1989). Симметрия и спектроскопия . Dover Publications. ISBN 978-0-486-66144-5.
2. Keresztury, Gábor (2002). "Raman Spectroscopy: Theory". Handbook of Vibrational Spectroscopy . Vol. 1. Chichester: Wiley. ISBN 0471988472.
3. Смекал, А. (1923). «Квантовая теория дисперсии». Naturwissenschaften . 11 (43): 873–875. Бибкод : 1923NW.....11..873S. дои : 10.1007/BF01576902. S2CID  20086350.
4. Nature (19 декабря 1931 г.). «Обзор книги 1931 г. Der Smekal-Raman-Effekt». Nature . 128 (3242): 1026. doi : 10.1038/1281026c0 . S2CID  4125108.
5. Раман, CV (1928). «Новое излучение». Indian Journal of Physics . 2 : 387–398. hdl :10821/377. Вступительная речь, произнесенная в Южноиндийской научной ассоциации в пятницу, 16 марта 1928 г.
6. Сингх, Р. (2002). «CV Raman и открытие эффекта Рамана». Physics in Perspective . 4 (4): 399–420. Bibcode :2002PhP.....4..399S. doi :10.1007/s000160200002. S2CID  121785335.
7. "CV Raman: The Raman Effect". Американское химическое общество . Архивировано из оригинала 12 января 2013 года . Получено 6 июня 2012 года .
8. KS Krishnan; Raman, CV (1928). «Отрицательное поглощение излучения». Nature . 122 (3062): 12–13. Bibcode :1928Natur.122...12R. doi :10.1038/122012b0. ISSN  1476-4687. S2CID  4071281.
9. Томас Шмид; Петра Дариз (2019). «Рамановская микроспектроскопическая визуализация остатков связующего в исторических растворах выявляет условия обработки». Heritage . 2 (2): 1662–1683. doi : 10.3390/heritage2020102 . ISSN  2571-9408.
10. Long, Derek A. (2002). Эффект Рамана . John Wiley & Sons, Ltd. doi :10.1002/0470845767. ISBN 978-0471490289.
11. МакКрири, Ричард Л. (2000). Рамановская спектроскопия для химического анализа . Нью-Йорк: John Wiley & Sons. ISBN 0471231878. OCLC  58463983.
12. Вебер, Альфонс (2002). "Рамановская спектроскопия газов". Справочник по колебательной спектроскопии . Том 1. Чичестер: Wiley. ISBN 0471988472.
13. Everall, Neil J. (2002). "Рамановская спектроскопия конденсированной фазы". Справочник по колебательной спектроскопии . Том 1. Чичестер: Wiley. ISBN 0471988472.
14. Кейт Дж. Лайдлер и Джон Х. Мейзер, Физическая химия (Бенджамин/Каммингс, 1982), стр. 646-7 ISBN 0-8053-5682-7 
15. Криванек, OL; Деллби, N.; Хачтель, JA; Идробо, J. -C.; Хотц, MT; Плоткин-Свинг, B.; Бэкон, NJ; Блелох, AL; Корбин, GJ (1 августа 2019 г.). «Прогресс в сверхвысоком энергетическом разрешении EELS». Ультрамикроскопия . 75-летие Кристиана Коллиекса, 85-летие Арчи Хоуи и 75-летие Ханнеса Лихте / PICO 2019 — Пятая конференция по передовым рубежам электронной микроскопии с коррекцией аберраций. 203 : 60–67. doi : 10.1016/j.ultramic.2018.12.006 . ISSN  0304-3991. OSTI  1530104. PMID  30577954.
16. Itoh, Yuki; Hasegawa, Takeshi (2 мая 2012 г.). «Поляризационная зависимость рамановского рассеяния от тонкой пленки, включающей оптическую анизотропию, теоретически обоснованная для анализа молекулярной ориентации». Журнал физической химии A . 116 (23): 5560–5570. Bibcode :2012JPCA..116.5560I. doi :10.1021/jp301070a. PMID  22551093.
17. Илиев, М.Н.; Абрашев, М.В.; Лавердьер, Дж.; Джанди, С.; и др. (16 февраля 2006 г.). "Зависящие от искажения спектры Рамана и смешивание мод в перовскитах RMnO ₃ (R=La,Pr,Nd,Sm,Eu,Gd,Tb,Dy,Ho,Y)". Physical Review B . 73 (6): 064302. Bibcode :2006PhRvB..73f4302I. doi :10.1103/physrevb.73.064302. S2CID  117290748.
18. Banwell, Colin N.; McCash, Elaine M. (1994). Основы молекулярной спектроскопии (4-е изд.). McGraw–Hill. стр. 117–18. ISBN 978-0-07-707976-5.
19. "Что такое поляризованная рамановская спектроскопия? - HORIBA". www.horiba.com .
20. Weiner, AM; Wiederrecht, Gary P.; Nelson, Keith A.; Leaird, DE (1991). "Фемтосекундная многоимпульсная импульсная стимулированная спектроскопия комбинационного рассеяния". Журнал оптического общества Америки B . 8 (6): 1264. Bibcode :1991JOSAB...8.1264W. CiteSeerX 10.1.1.474.7172 . doi :10.1364/JOSAB.8.001264. 
21. Дхар, Лиза; Роджерс, Джон А.; Нельсон, Кит А. (1994). «Временно-разрешенная колебательная спектроскопия в импульсном пределе». Chemical Reviews . 94 (1): 157–193. doi :10.1021/cr00025a006.
22. Kosloff, Ronnie; Hammerich, Audrey Dell; Tannor, David (1992). "Возбуждение без разрушения: Радиационное возбуждение вибрации поверхности земли импульсным стимулированным комбинационным рассеянием с контролем повреждений". Physical Review Letters . 69 (15): 2172–2175. Bibcode :1992PhRvL..69.2172K. doi :10.1103/PhysRevLett.69.2172. PMID  10046417. S2CID  206323493.
23. Voehringer, Peter; Scherer, Norbert F. (1995). "Оптический гетеродин с переходной решеткой, обнаруживающий импульсное вынужденное комбинационное рассеяние в простых жидкостях". Журнал физической химии . 99 (9): 2684–2695. doi :10.1021/j100009a027.
24. Лэмб, GL (1971). «Аналитические описания распространения ультракоротких оптических импульсов в резонансной среде». Reviews of Modern Physics . 43 (2): 99–124. Bibcode : 1971RvMP...43...99L. doi : 10.1103/RevModPhys.43.99.
25. Джонс, У. Дж.; Стойчефф, Б. П. (30 ноября 1964 г.). «Обратные спектры комбинационного рассеяния: индуцированное поглощение на оптических частотах». Physical Review Letters . 13 (22): 657–659. Bibcode : 1964PhRvL..13..657J. doi : 10.1103/PhysRevLett.13.657. ISSN  0031-9007.
26. «Безболезненное лазерное устройство может обнаружить ранние признаки заболевания». BBC News . 27 сентября 2010 г.
27. Вэй, Лу; Ху, Фанхао; Чэнь, Чжисин; Шэнь, Ихуэй; Чжан, Луюань; Минь, Вэй (16 августа 2016 г.). «Биоортогональная химическая визуализация живых клеток: микроскопия стимулированного комбинационного рассеяния вибрационных зондов». Accounts of Chemical Research . 49 (8): 1494–1502. doi :10.1021/acs.accounts.6b00210. ISSN  0001-4842. PMC 5704954. PMID 27486796  . 

Дальнейшее чтение

• Клингширн, Клаус Ф. (2012). Полупроводниковая оптика. Graduate Texts in Physics (4-е изд.). Springer. С. 285–288. ISBN 978-364228362-8.

Внешние ссылки

• Эффект Рамана - Классическая Теория
• Объяснение из раздела «Гиперфизика в астрономии» gsu.edu
• Рамановская спектроскопия – Учебное пособие на Kosi.com
• Профессор Р. Вуд демонстрирует новый «эффект Рамана» в физике ( Scientific American, декабрь 1930 г.)
• Краткое описание спонтанного комбинационного рассеяния света
• Эффект Рамана: отпечатки пальцев вселенной