Ramansironta

Wikipedia
Ohjattu sivulta Ramanin sironta
Loikkaa: valikkoon, hakuun

Ramansironta eli Ramanin ilmiö on valon tai muun sähkömagneettisen säteilyn sirontaa, jossa säteilyn taajuus muuttuu. Ilmiön avulla voidaan muun muassa tunnistaa molekyylejä ja selvittää niiden rakenteita spektroskooppisesti. Ramansironta on nimetty intialaisen Chandrasekhara Venkata Ramanin mukaan. Hän sai ramansironnan löytämisestä fysiikan Nobel-palkinnon 1930.

Teoria[muokkaa | muokkaa wikitekstiä]

Perusteet[muokkaa | muokkaa wikitekstiä]

Kaavakuva ramansironnasta. Kuvassa molekyylin energia kasvaa ylöspäin kuljettaessa. Alin vaakaviiva kuvaa perustilaa ja seuraava vaakaviiva ensimmäistä viritystilaa. Virtuaalisia tiloja on merkitty katkoviivoilla. Rayleigh-sironnassa säteilyn taajuus ei muutu. Stokes-sironnassa molekyyli siirtyy perustilasta virtuaalisen tilan kautta ensimmäiseen viritystilaan. Anti-Stokes-sironnassa molekyyli on aluksi viritystilassa ja lopuksi perustilassa. Nuolten paksuudet kuvaavat summittaisesti sironnan voimakkuutta. Stokes-sironta on anti-Stokes-sirontaa voimakkaampaa, koska molekyylejä on enemmän perustilassa kuin viritystilassa. Kaksi laitimmaista nuolta vasemmalla esittävät tavallista absorptiota (A) ja emissiota (E).

Kun aineeseen ohjataan säteilyä, suurin osa fotoneista jatkaa suoraan aineen läpi. Pieni osa fotoneista osuu molekyyleihin ja poikkeaa etenemissuunnastaan eli siroaa. Kimmoisaa sirontaa, jossa fotonin energia ei muutu, sanotaan Rayleigh-sironnaksi. Noin yksi kymmenestä miljoonasta[1] aineeseen tulevasta fotonista siroaa kimmottomasti eli epäelastisesti. Tämä ramansironnaksi kutsuttava ilmiö on paljon Rayleigh-sirontaa heikompaa, ja se voi tapahtua kahdella tapaa. Jos molekyyli vastaanottaa energiaa sironnassa, siroavan fotonin energia on alkuperäistä pienempi, sillä energian on säilyttävä. Tästä tapauksesta käytetään nimeä Stokes-sironta. Päinvastaisessa tapauksessa eli anti-Stokes-sironnassa molekyyli luovuttaa energiaa ja fotonin energia kasvaa sironnassa. Samalla fotonin taajuus suurenee ja aallonpituus pienenee. Siirtyvän energian suuruus riippuu molekyylin energiatiloista. Ramansironta on siis sirottavalle aineelle ominaista.

Kun molekyyli absorboi fotonin, se siirtyy kahden energiatilan välillä. Kun fotoni siroaa molekyylistä ramansironnassa, molekyyli siirtyy yhdestä tilasta toiseen käyden välillä virtuaalisella eli näennäisellä tilalla. Jos sopivaa virtuaalista tilaa ei ole, ramansiirtymää ei voi tapahtua. Tällaista siirtymää sanotaan kielletyksi. Ramansiirtymän voimakkuus riippuu siitä, kuinka suuri osa molekyyleistä on alussa tilassa, josta siirrytään. Anti-Stokes-sironta on tavallisesti Stokes-sirontaa heikompaa, koska siinä molekyyli lähtee suuremman energian tilasta ja Boltzmannin jakauman mukaan tietyssä energiatilassa on sitä vähemmän molekyylejä, mitä suurempi tilan energia on suhteessa muihin tiloihin. Ramansironta eroaa fluoresenssista siinä, että se ei riipu näytteeseen tulevan valon aallonpituudesta. Fluoresenssi on ramansirontaa hitaampi ilmiö, koska siinä molekyylin elektroni siirtyy todelliseen viritystilaan.

Kun Ramanin ilmiön avulla tutkitaan molekyylejä, selvitetään useimmiten niiden värähtelyn synnyttämää ramansirontaa. Ramanspektri ja tavallinen infrapunasäteilyn aikaansaama absorptiospektri eivät yleensä ole samannäköisiä, vaan ne täydentävät toisiaan. Jotta molekyylillä voi olla infrapunaspektri, sen sähköisen dipolimomentin on muututtava molekyylin värähdellessä. Ramansironta taas on mahdollista, jos molekyylin polaroituvuus muuttuu värähtelyssä. Polaroituvuus kuvaa, kuinka helposti ulkoinen sähkökenttä voi liikuttaa molekyylin elektronipilveä. Nämä tulokset ovat värähtelysiirtymien päävalintasäännöt. Valintasääntöjen perusteella esimerkiksi hiilidioksidin (CO2) symmetrinen venytysvärähtely, jossa happiatomit liikkuvat symmetrisesti vastakkaisiin suuntiin ja takaisin, ei tavallisesti näy infrapunaspektrissä. Tämä värähtely on kuitenkin mahdollista havaita ramansironnan avulla. Vastaavasti hiilidioksidin epäsymmetrinen venytysvärähtely ei näy ramanspektrissä, mutta se näkyy infrapunaspektrissä. Jos molekyylillä on symmetriakeskus (kuten hiilidioksidilla), mikään värähtely ei voi näkyä sekä infrapuna- että ramanspektrissä. Kaikkia värähtelyjä ei välttämättä pysty havaitsemaan kummallakaan tavalla.

Molekyylien pyörimisessä valintasäännöt ovat erilaiset. Jotta molekyylillä voi olla puhdas pyörimisspektri eli mikroaaltospektri, sillä on oltava nollasta poikkeava pysyvä dipolimomentti eli sen on oltava poolinen. Pyörimisramanspektri on mahdollinen, jos molekyyli on anisotrooppisesti eli suunnasta riippuvasti polaroituva. Esimerkiksi vetymolekyylin H2 polaroi helpommin sidoksen suuntainen sähkökenttä kuin sidosta vastaan kohtisuorassa oleva kenttä. Vedyllä on siten pyörimisramanspektri. Sillä ei kuitenkaan ole puhdasta pyörimisspektriä, koska se on pooliton molekyyli. Metaani (CH4) ei symmetrisyytensä vuoksi näy mikroaalto- eikä ramanspektrissä.

Värähtely- ja pyörimissiirtymien lisäksi ramansirontaa voi syntyä elektronisten siirtymien yhteydessä. Franco Rasetti havaitsi ensimmäisenä elektronisen Ramanin ilmiön typpimonoksidilla (NO)[2].

Klassinen selitys[muokkaa | muokkaa wikitekstiä]

Stokes- ja anti-Stokes-spektriviivojen syntyminen voidaan selittää klassisen fysiikan avulla seuraavasti[3]: Sähkökentän voimakkuus E muuttuu ajan myötä seuraavasti:

E=E_0 \cos 2 \pi \nu_0 t,

missä E0 on sähkökentän amplitudi ja ν0 on käytetyn valon taajuus. Jos tätä valoa ohjataan kaksiatomiseen molekyyliin, molekyyliin syntyy dipolimomentti μ:

\mu = \alpha E = \alpha E_0 \cos 2 \pi \nu_0 t,

missä verrannollisuuskerroin α on polaroituvuus. Jos molekyyli värähtelee tai pyörii taajuudella νm, liikkeeseen liittyvä poikkeama q on

q=q_0 \cos 2 \pi \nu_\textrm{m} t,

missä q0 on liikkeen amplitudi. Pienillä amplitudeilla polaroituvuus riippuu lineaarisesti q:sta:

\alpha = \alpha_0 + \left(\frac{\partial \alpha}{\partial q} \right)_{q=0}q + \dots

Lausekkeessa α0 on polaroituvuus tasapainoasemassa ja derivaatta kuvaa polaroituvuuden muuttumista q:n muuttuessa, tasapainoasemassa laskettuna. Yhtälöt yhdistämällä saadaan dipolimomentiksi

\mu = \alpha E_0 \cos 2 \pi \nu_0 t = \alpha_0 E_0 \cos 2 \pi \nu_0 t + \left(\frac{\partial \alpha}{\partial q} \right)_{q=0} q \alpha E_0 \cos 2 \pi \nu_0 t
= \alpha_0 E_0 \cos 2 \pi \nu_0 t + \left(\frac{\partial \alpha}{\partial q} \right)_{q=0} q_0 \cos 2 \pi \nu_\textrm{m} t~\alpha E_0 \cos 2 \pi \nu_0 t.

Käyttämällä trigonometrista kaavaa 2 cos x cos y = cos(x + y) + cos(x − y) saadaan lopulta tulokseksi

\mu = \alpha_0 E_0 \cos 2 \pi \nu_0 t + \frac{1}{2}\left(\frac{\partial \alpha}{\partial q} \right)_{q=0} q_0 \alpha E_0 \left[ \cos 2 \pi (\nu_0 + \nu_\textrm{m}) t + \cos 2 \pi (\nu_0 - \nu_\textrm{m}) t \right].

Ensimmäinen termi kuvaa Rayleigh-sirontaa (taajuus ν0), ja jälkimmäiset termit kuvaavat anti-Stokes-sirontaa (ν0 + νm) ja Stokes-sirontaa (ν0 − νm). Jos derivaatta on nolla eli jos polaroituvuus ei muutu, molekyylin liike ei synnytä ramansirontaa.

Polaroituvuustensori[muokkaa | muokkaa wikitekstiä]

Molekyyliin syntyvä dipolimomentti ei tavallisesti ole samansuuntainen sähkökentän kanssa. Tällöin yhtälössä μ = α E pitää α tulkita tensoriksi, joka on matriisimuodossa

\begin{bmatrix} \mu_x \\ \mu_y \\ \mu_z \end{bmatrix} = \begin{bmatrix} \alpha_{xx}~\alpha_{xy}~\alpha_{xz} \\ \alpha_{yx}~\alpha_{yy}~\alpha_{yz} \\ \alpha_{zx}~\alpha_{zy}~\alpha_{zz} \\ \end{bmatrix} \begin{bmatrix} E_x \\ E_y \\ E_z \end{bmatrix}.

Tämä polaroituvuustensori on symmetrinen, eli αxy = αyx, αxz = αzx ja αyz = αzy. Kvanttimekaniikassa ramansironta on mahdollista, jos jokin tensorin komponenteista muuttuu molekyylin liikkuessa.[4] Ryhmäteorian mukaan värähtely voi synnyttää ramansiirtymän, jos jokin polaroituvuuden komponentti kuuluu samaan symmetrialajiin kuin värähtely. Komponenttien symmetrialajit ilmoitetaan molekyylin pisteryhmän karakteritaulukossa.[5]

Depolarisaatiosuhde[muokkaa | muokkaa wikitekstiä]

Sironneen valon polarisaatiota mittaamalla saadaan tietoa molekyylin kunkin värähtelyn symmetriasta, mikä helpottaa ramanspektrin tulkitsemisesta. Ramanviivan depolarisaatiosuhde (ρ) on alkuperäisen valon polarisaatioon nähden kohtisuorasti ja yhdensuuntaisesti polaroituneiden sironneiden valojen voimakkuuksien suhde. Suhteen selvittämiseksi siroava valo on ohjattava polaroivaan suodattimeen, joka asetetaan ensin yhdensuuntaisesti ja sitten kohtisuoraan näytteeseen tulevan valon polarisaatioon nähden. Ramanviivan sanotaan olevan depolaroitunut, jos sen depolarisaatiosuhde on 0,75 tai enemmän. Jos ρ < 0,75, viiva on polaroitunut. Polaroituneen viivan syntymiseksi värähtelyn on oltava täysin symmetristä kuten tetrakloorimetaanin (CCl4) symmetrisessä venytyksessä.[6]

Ramanmenetelmiä[muokkaa | muokkaa wikitekstiä]

Resonanssiramansironta[muokkaa | muokkaa wikitekstiä]

Resonanssiramansironnassa näytteeseen ohjataan säteilyä, jonka energia on yhtä suuri kuin jokin molekyylin elektronisten tilojen välinen siirtymä. Molekyyli käy siis virtuaalisen tilan sijasta todellisessa elektronisessa viritystilassa. Tällöin ramansironnan voimakkuus kasvaa 1 000–100 000-kertaiseksi. Koska tähän voimakkaaseen sirontaan liittyy usein vain muutama molekyylin eri värähtelyistä, spektri yksinkertaistuu huomattavasti. Resonanssiramanspektrin avulla voidaan paitsi tunnistaa nämä värähtelyt monimutkaisesta tavallisesta ramanspektristä myös paikantaa elektronisia siirtymiä absorptiospektristä. Resonanssiramanspektroskopiassa voidaan tutkia biomolekyylejä, jotka absorboivat vahvasti valoa ja ultraviolettisäteilyä.[5][7]

Epälineaariset ramanilmiöt[muokkaa | muokkaa wikitekstiä]

Yhtälöä μ = αE tarkemmin ilmaistuna molekyyliin syntyvä dipolimomentti on sarja:

\mu = \alpha E + \frac{1}{2} \beta E^2 + \frac{1}{6}\gamma E^3 + \dots

Lausekkeessa E on sähkökentän voimakkuus, α on polaroituvuus ja β ja γ ovat ensimmäinen ja toinen hyperpolaroituvuus. Tavallisessa ramanspektroskopiassa, jossa käytetään jatkuvatoimista laseria, toinen ja kolmas termi ovat merkityksettömän pieniä. Vahvat laserpulssit sen sijaan synnyttävät voimakkaan sähkökentän, mikä voi johtaa seuraaviin epälineaarisiin ilmiöihin.[8]

Hyperramansironnassa syntyy hyper-Rayleigh-sironta taajuudella 2ν sekä hyper-Stokes- ja hyper-anti-Stokes-sironnat taajuuksilla 2ν0 − νm ja 2ν0 + νm, missä ν0 on laserin taajuus ja νm on molekyylin viritystaajuus. Tällaisen sironnan aiheuttaa kaksi fotonia. Hyperramansirontaa on vaikea havainnoida, sillä vain noin biljoonasosa alkuperäisestä säteilystä (ν0) muuttuu hyperramansironnaksi (2ν0 ± νm). Hyperramansironnan etu on siinä, että valintasäännöt ovat erilaiset kuin tavallisessa ramansironnassa. Hyperramanspektri on mahdollinen, jos hyperpolaroituvuustensorin komponentit muuttuvat molekyylin värähdellessä. Siten on mahdollista havaita sellaisia värähtelyjä, joita ei näy raman- tai infrapunaspektrissä.[9]

Kun laserin luoma sähkökenttä on tarpeeksi suuri, syntyy hyperramansironnan asemesta stimuloitu ramansironta. Siinä laser synnyttää voimakkaan koherentin eli samavaiheisen säteen Stokes-taajuudella ν0 − νm. Säde aiheuttaa Stokes-sirontaa taajuudella ν0 − 2νm, ja tämä taas sirottuu taajuudella ν0 − 3νm ja niin edelleen. Stimuloidun ramansironnan avulla voidaan luoda lasersäteilyä eri taajuuksilla.[10]

Käänteisessä ramansironnassa näytteeseen ohjataan laserin taajuuden ν lisäksi jatkumo säteilyä niin, että jatkumossa on anti-Stokes-sironnan taajuus ν + νm. Tällöin havaitaan emissio taajuudella ν ja absorptio jatkumossa taajuudella ν + νm. Näytteessä on siten virittynyt molekyylejä siten, että alku- ja lopputilan energiaero on taajuuden νm mukainen. Ilmiötä sanotaan käänteiseksi ramansironnaksi, koska anti-Stokes-sironnan taajuus on virittävä taajuus eikä sironnut taajuus kuten tavallisesti. Käänteisen ramansironnan avulla voidaan tutkia lyhytikäisiä molekyylejä.[11]

Koherentti anti-Stokes-ramansironta eli CARS (engl. coherent anti-Stokes Raman scattering) on menetelmä, jossa kaksi suurienergiaista lasersädettä, joiden taajuudet ovat ν1 ja ν2, ohjataan samansuuntaisesti näytteeseen. Nämä säteet synnyttävät koherenttia säteilyä taajuudella 2ν1 − ν2. Taajuutta ν2 säädetään siten, että se vastaa jotakin Stokesin viivaa ν1 − νm, missä νm on jokin molekyylin viritystaajuus. Tällöin koherentin säteilyn taajuus on 2ν1 − ν2 = 2ν1 − (ν1 − νm) = ν1 + νm eli anti-Stokes-viivan taajuus. Koska CARSissa syntyvä valo on koherenttia ja etenee yhteen suuntaan, sitä on helppo havainnoida eikä fluoresenssista ole haittaa. Valon suuren voimakkuuden vuoksi voidaan mitata erittäin pieniä kaasumaisten yhdisteiden pitoisuuksia. Lisäksi valintasäännöt ovat erilaisia kuin tavallisessa ramanspektroskopiassa.[12]

Pintavahvisteinen ramansironta[muokkaa | muokkaa wikitekstiä]

Pintavahvisteinen ramansironta eli SERS (engl. surface-enhanced Raman scattering) on menetelmä, jossa metallin pinnalle adsorboituneen eli kiinnittyneen molekyylin ramanspektri voi kasvaa voimakkuudeltaan miljoonakertaiseksi verrattuna esimerkiksi liuoksesta mitattuun spektriin. Siten tutkittavaa ainetta tarvitaan vain vähän. Mittauksissa käytetään erityisiä, muun muassa hopeasta valmistettavia pintoja. Pintavahvisteisen ramansironnan on esitetty perustuvan siihen, että sähkökenttä on erityisen voimakas metallipintojen lähellä. Menetelmää on hyödynnetty 1970-luvulta lähtien.[13]

Laitteistot[muokkaa | muokkaa wikitekstiä]

Ramanspektrometrin neljä tärkeintä osaa ovat valonlähde, valon näytteeseen ja pois näytteestä ohjaavat välineet, aallonpituuden valitsin sekä ilmaisin[14].

Valonlähteen on oltava voimakas, jotta säteilyä siroaa tarpeeksi paljon. Valon on oltava monokromaattista eli yhtä aallonpituutta sisältävää, jotta vähäisetkin muutokset sironneessa säteilyssä on mahdollista erottaa alkuperäisestä säteilystä. Laserit sopivat hyvin valonlähteiksi, koska niiden lähettämä säteily on voimakasta ja monokromaattista. Lisäksi niiden säde on kapea, mikä helpottaa pienten näytteiden tutkimista. Laserien lähettämä säteily on myös lähes täysin lineaarisesti polaroitunutta, joten se käy hyvin depolarisaatiomittauksiin. Ennen laserien kehittämistä valonlähteenä käytettiin tavallisesti elohopeahöyrylamppua. Lampussa oli oltava suodatin, jotta säteilyn aallonpituusalue olisi mahdollisimman kapea. Riittävän suuren tehon aikaansaamiseksi käytettiin erikoisvalmisteisia lamppuja.[15]

Koska ramansironta on heikkoa, lasersäde pitää kohdistaa tarkasti näytteeseen ja siroava säteily on kerättävä huolellisesti erilaisten linssien ja peilien avulla. Sirontaa voidaan havainnoida esimerkiksi 90 tai 180 asteen kulmassa säteen suuntaan nähden.[16]

Ilmaisimeen ohjattavan säteilyn aallonpituuden valitsimista tavallisimpia ovat prisma- ja hilamonokromaattorit sekä fouriermuunnokseen perustuvat FT-laitteistot. FT-menetelmässä valonlähteenä on infrapunasäteilyä lähettävä laser ja aallonpituudet erotellaan interferometrin avulla. Perinteiseen ramanspektroskopiaan verrattuna FT-menetelmän etuna on se, että fluoresenssi on vähäistä infrapuna-alueella. Lisäksi erotuskyky on suuri. Haittana on muun muassa se, että infrapunasäteily synnyttää heikompaa ramansirontaa kuin näkyvä valo.[17]

Koska ramansironta on heikkoa, sitä on hankala havainnoida. Ensimmäisissä ramanmittauksissa spektri valokuvattiin käyttämällä pitkiä valotusaikoja. Nykyään ramansirontaa voidaan havainnoida esimerkiksi valomonistimella, joka muuttaa fotonit sähköiseksi signaaliksi, tai CCD-kennolla, jossa fotonit aiheuttavat varausten syntymistä. FT-ramanmenetelmissä käytetään tavallisesti indium-gallium-arsenidi-ilmaisimia.[18]

Sovellukset[muokkaa | muokkaa wikitekstiä]

Ramansironnan avulla tutkitaan kemiassa aineiden rakenteita. Infrapuna- ja ramantutkimusten avulla voidaan selvittää pienten molekyylien symmetriaa ja suurten molekyylien funktionaalisia ryhmiä. Vertaamalla infrapuna- ja ramanspektrejä ryhmäteorian mukaisiin symmetriatarkasteluihin on voitu esimerkiksi todeta, että XeH4-molekyyli on rakenteeltaan tasomainen neliö eikä tetraedri.[19] Kiinteiden aineiden tutkimuksessa ramansironnan avulla voidaan muun muassa tunnistaa eri kidemuotoja[20].

Biokemiassa ja lääketieteessä ramanspektroskopia on hyödyllinen erityisesti kahdesta syystä: Ensinnäkin veden ramansironta on heikkoa, mikä helpottaa vesiliuosten tutkimista. Toisekseen resonanssiramansironnassa tarvittavat näytemäärät ovat pieniä. Hemoglobiini- ja myoglobiiniproteiinien hemiryhmässä on porfyriinirengas, jonka elektronista siirtymää voidaan hyödyntää resonanssiramantutkimuksessa siten, että proteiinin muut osat eivät häiritse spektriä.[21] Ramansironnan avulla voidaan tutkia myös lääkkeiden sitoutumista DNA:han[22]. Lääketieteessä voidaan ramanspektroskopiaa käyttämällä erottaa tavallinen kudos ja syöpäkudos muun muassa rinnasta ja maksasta otetuista näytteistä. Kuituoptiikkaa käyttämällä on pystytty mittaamaan elävien lampaiden valtimoseinämien ramanspektrejä.[23]

Teollisuudessa ramanspektroskopian avulla on muun muassa seurattu polymerointia maalinvalmistuksessa havainnoimalla, miten monomeerin hiili–hiili-kaksoissidoksen värähtelystä syntyvä ramansironta heikkenee prosessin edetessä[24]. Ramansirontaa voidaan käyttää myös öljynjalostusteollisuudessa bensiinin ainesosien tutkimiseen ja metallinjalostuksessa koboltin, nikkelin ja kuparin ammoniakkikompleksien tunnistamiseen vesiliuoksessa[25]. Ympäristötutkimuksessa ramansironnan avulla on mahdollista määrittää vesistöissä olevien ionien pitoisuuksia, kun ionin annetaan reagoida sopivan kompleksometrisen indikaattorin kanssa[26].

Historia[muokkaa | muokkaa wikitekstiä]

Ensimmäisenä havaintoja ramansironnasta julkisti C. V. Raman tieteellisessä kokouksessa Bangaloressa 16. maaliskuuta 1928. Professori Raman oli alkanut tutkia valon sirontaa läpinäkyvistä aineista Kalkutassa vuonna 1921. Hänen oppilaansa K. R. Ramanathan huomasi 1923, että kun violetin lasin läpi ohjattiin auringonvaloa näytteeseen, sironneessa valossa näkyi suodattimen avulla katsottuna vihreää valoa, jota ei ollut näytteeseen menneessä valossa. Ramanathan nimitti ilmiötä ”heikoksi fluoresenssiksi”. Ilmiö ei poistunut, vaikka neste puhdistettiin huolellisesti, joten sen täytyi olla tutkitulle aineelle ominainen. Kaksi vuotta myöhemmin Ramanin oppilas K. S. Krishnan havaitsi saman ilmiön noin 60 eri nesteessä ja huomasi, että sironnut valo oli osittain polaroitunut, toisin kuin tavallisessa fluoresenssissa. Työstäessään Comptonin ilmiön klassista teoriaa Raman ymmärsi, että heidän havaitsemassaan heikossa sironnassa oli kyse uudesta perusluonteisesta ilmiöstä, joka vastasi Comptonin sirontaa valon aallonpituuksilla.[27] Raman ja Krishnan julkaisivat tuloksensa lyhyesti Naturessa 31. maaliskuuta 1928[28].

Seuraavaksi Raman ja Krishnan kavensivat näytteeseen ohjatun valon aallonpituusaluetta ja huomasivat hämmästyksekseen, että alkuperäisen ja sironneen valon välissä oli spektrissä tyhjä alue. He alkoivat käyttää valonlähteenä elohopealamppua ja havaitsivat ramansirontaa nesteissä, kaasuissa, höyryissä, jääkiteissä ja laseissa. Ramanviivojen todettiin olevan tutkittavalle aineelle ominaisia. Pienempien taajuuksien eli Stokes-sironnan puolella viivat olivat voimakkaampia kuin suurempien taajuuksien puolella. Näiden viivojen ja alkuperäisen valon taajuuksien erotus ei riippunut alkuperäisestä valosta, kun taas fluoresenssissa viivan taajuus pysyy samana. Virittävän valon ja uusien viivojen taajuuksien erotukset vastasivat monissa tapauksissa tarkasti samojen aineiden infrapuna-absorption taajuuksia.[29]

Ramansironta oli ennustettu kvanttimekaanisesti jo ennen Ramanin löytöä. Itävaltalainen Adolf Smekal esitti 1923, että säteilyn energia voisi sironnassa vähentyä perus- ja viritystilan välisellä energiaerolla. Hendrik Anthony Kramers ja Werner Heisenberg kehittivät ajatusta kvanttimekaanisessa sirontateoriassa 1925. Ramanviivojen olemassaolo oli myös Paul Diracin sirontateoriassa. Ranskalainen Yves Rocard oli ennakoinut ramansirontaa teoreettisesti, mutta hän julkaisi tuloksensa vasta Ramanin julkaistua omansa, koska oli halunnut odottaa kokeellista varmistusta. Ryhmä, jossa Rocard oli mukana, oli tutkinut kaasuja, jotka sirottavat huonosti, eikä nesteitä kuten Ramanin ryhmä. Venäläiset Grigori Landsberg ja Leonid Mandelštam havaitsivat Ramanista riippumatta ramansirontaa kvartsissa. He julkaisivat aiheesta ensimmäisen artikkelinsa muutama kuukausi sen jälkeen, kun Raman oli julkistanut tuloksensa. Vaikka termiä Ramanin ilmiö alettiin käyttää jo 1928, venäläiset tieteilijät vieroksuivat ilmausta vuosikymmenten ajan.[30] Raman sai Nobelin palkinnon yksin ilmeisesti siksi, että palkintoa ehdotti Ramanille kymmenen fyysikkoa useista maista, kun taas Landsbergia ja Mandelštamia ehdotti vain kaksi venäläistä. Lisäksi Raman julkaisi löydön ensimmäisenä ja osoitti sen yleispätevyyden tutkimalla nesteitä, kaasuja ja kiinteitä aineita.[31]

Heti ramansironnan löydyttyä kemistit ja fyysikot huomasivat, että sen avulla voitiin selvittää aineiden rakenteita. Ramansironnan avulla tutkittiin yli 2 500:aa yhdistettä ensimmäisenä vuosikymmenenä Ramanin ilmiön löytymisen jälkeen.[32] Vuosina 1945–1960 analyyttisessä kemiassa käytettiin ramanspektroskopian sijasta enimmäkseen infrapunaspektroskopiaa, koska infrapunamittauksiin tarvittiin vain pieniä määriä näytettä ja mittausaika oli lyhyt. Lisäksi saatavilla oli kaupallisia infrapunaspektrometreja.[33] 1960-luvulla ramanspektroskopia alkoi tehdä voimakkaasti uutta tulemista lasereiden kehityksen myötä[34].

Lähteet[muokkaa | muokkaa wikitekstiä]

  • A. Anderson (toim.): The Raman Effect. Volume 1: Principles. Marcel Dekker, 1971. ISBN 0-8247-1014-2.
  • Peter Atkins & Julio de Paula: Atkins’ Physical Chemistry. 8. painos. Oxford University Press, 2006. ISBN 0-19-870072-5.
  • John R. Ferraro, Kazuo Nakamoto & Chris W. Brown: Introductory Raman Spectroscopy. 2. painos. Elsevier, 2003. ISBN 978-0-12-254105-6.
  • R. S. Krishnan & R. K. Shankar: Raman Effect: History of Discovery. Journal of Raman Spectroscopy, 1981, 10. vsk, nro 1, s. 1–8.

Viitteet:

  1. Atkins & de Paula 2006, s. 431.
  2. R. S. Krishnan: Historical Introduction. Teoksessa A. Anderson (toim.): The Raman Effect, Marcel Dekker, 1971, s. 36.
  3. Ferraro ym. 2003, s. 15­–16.
  4. Ferraro ym. 2003, s. 22–­23.
  5. a b Ferraro ym. 2003, s. 54.
  6. Atkins & de Paula 2006, s. 464.
  7. Atkins & de Paula 2006, s. 465.
  8. Ferraro ym. 2003, s. 194.
  9. Ferraro ym. 2003, s. 195–197.
  10. Ferraro ym. 2003, s. 197, 199.
  11. Ferraro ym. 2003, s. 199.
  12. Ferraro ym. 2003, s. 199–200.
  13. Ferraro ym. 2003, s. 161–163.
  14. Ferraro ym. 2003, s. 95.
  15. Ferraro ym. 2003, s. 96–97.
  16. Ferraro ym. 2003, s. 103.
  17. Ferraro ym. 2003, s. 109.
  18. Ferraro ym. 2003, s. 112–113, 115–117.
  19. Ferraro ym. 2003, s. 207–208.
  20. Ferraro ym. 2003, s. 238.
  21. Ferraro ym. 2003, s. 295–296.
  22. Ferraro ym. 2003, s. 306.
  23. Ferraro ym. 2003, s. 320–322.
  24. Ferraro ym. 2003, s. 325–327.
  25. Ferraro ym. 2003, s. 337, 339.
  26. Ferraro ym. 2003, s. 342, 345.
  27. Krishnan & Shankar 1981, s. 1–2.
  28. C. V. Raman & K. S. Krishnan: A New Type of Secondary Radiation. Nature, 1928, 121. vsk, s. 501–502. Artikkelin verkkoversio.
  29. Krishnan & Shankar 1981, s. 2–3.
  30. Krishnan & Shankar 1981, s. 4–5.
  31. Rajinder Singh: C. V. Raman and the Discovery of the Raman Effect. Physics in Perspective, 2002, 4. vsk, nro 4, s. 415. Artikkelin verkkoversio.
  32. Krishnan & Shankar 1981, s. 6.
  33. Krishnan 1971, s. 31.
  34. Krishnan 1971, s. 34–35.

Aiheesta muualla[muokkaa | muokkaa wikitekstiä]