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.

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:

………………….
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


[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


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


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

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


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

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

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

(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.



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