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
Perusteet
400px|thumb|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 miljoonastaAtkins & de Paula 2006, s. 431. 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)R. S. Krishnan: Historical Introduction. Teoksessa A. Anderson (toim.): The Raman Effect, Marcel Dekker, 1971, s. 36..
Klassinen selitys
Stokes- ja anti-Stokes-spektriviivojen syntyminen voidaan selittää klassisen fysiikan avulla seuraavastiFerraro ym. 2003, s. 15–16.: Sähkökentän voimakkuus E muuttuu ajan myötä seuraavasti:
missä E0 on sähkökentän amplitudi ja ν0 on käytetyn valon taajuus. Jos tätä valoa ohjataan kaksiatomiseen molekyyliin, molekyyliin syntyy dipolimomentti μ:
missä verrannollisuuskerroin α on polaroituvuus. Jos molekyyli värähtelee tai pyörii taajuudella νm, liikkeeseen liittyvä poikkeama q on
missä q0 on liikkeen amplitudi. Pienillä amplitudeilla polaroituvuus riippuu lineaarisesti q:sta:
Lausekkeessa α0 on polaroituvuus tasapainoasemassa ja derivaatta kuvaa polaroituvuuden muuttumista q:n muuttuessa, tasapainoasemassa laskettuna. Yhtälöt yhdistämällä saadaan dipolimomentiksi
Käyttämällä trigonometrista kaavaa 2 cos x cos y = cos(x + y) + cos(x − y) saadaan lopulta tulokseksi
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
Molekyyliin syntyvä dipolimomentti ei tavallisesti ole samansuuntainen sähkökentän kanssa. Tällöin yhtälössä μ = α E pitää α tulkita tensoriksi, joka on matriisimuodossa
Tämä polaroituvuustensori on symmetrinen, eli αxy = αyx, αxz = αzx ja αyz = αzy. Kvanttimekaniikassa ramansironta on mahdollista, jos jokin tensorin komponenteista muuttuu molekyylin liikkuessa.Ferraro ym. 2003, s. 22–23. Ryhmäteorian mukaan värähtely voi synnyttää ramansiirtymän, jos jokin polaroituvuuden komponentti kuuluu samaan symmetrialajiin kuin värähtely. Komponenttien symmetrialajit ilmoitetaan molekyylin pisteryhmän karakteritaulukossa.Ferraro ym. 2003, s. 54.
Depolarisaatiosuhde
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.Atkins & de Paula 2006, s. 464.
Ramanmenetelmiä
Resonanssiramansironta
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.Atkins & de Paula 2006, s. 465.
Epälineaariset ramanilmiöt
Yhtälöä μ = αE tarkemmin ilmaistuna molekyyliin syntyvä dipolimomentti on sarja:
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.Ferraro ym. 2003, s. 194.
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.Ferraro ym. 2003, s. 195–197.
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.Ferraro ym. 2003, s. 197, 199.
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.Ferraro ym. 2003, s. 199.
Koherentti anti-Stokes-ramansironta eli CARS () 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.Ferraro ym. 2003, s. 199–200.
Pintavahvisteinen ramansironta