常温高压下水的拉曼谱峰标定压力的研究

 利用金刚石压腔测定了26 ℃高压下水的O—H伸缩振动拉曼谱峰的变化，并对其进行分峰处理，初步确定了水的拉曼拟合峰ν_{3 244}的峰位置与体系压力的关系，且论证了利用水的拉曼拟合峰ν_{3 244}的变化标定金刚石压腔压力的优点以及应用上的局限性。实验结果表明：26 ℃时，在实验的压力范围内，由水的拉曼谱峰拟合得到的ν_{3 244}峰位置随着体系压力的增加呈线性减小。其关系式为p (MPa)=32.9(ν_p)_{3 244}+200.7（3 215 cm^-1< ν_{3 244}<3 244 cm^-1）。     

甲醇作为压标的拉曼研究

 利用立方氧化锆压腔研究了甲醇在温度301 K、压力169.2~713.8 MPa下C—H伸缩振动ν_{2 835}的拉曼特征，实验结果表明：在试验的压力范围内甲醇稳定，其拉曼位移和压力具有很好的线性关系。加上常压下的数据，拟合后得出压力与甲醇2 835 cm^-1拉曼线频率位移的关系为：p= -3.508 9[(Δν_p)_{2 835}]²+135.17 (Δν_p)_{2 835}+54.397(0.1~713.8 MPa)。因此在实验的压力范围内甲醇作为压标非常合适。     

高压下正戊烷的稳定性研究

 利用Raman散射光谱在碳硅石压腔下研究了常温下的正戊烷从0.07~4.77 GPa的稳定性。结果表明：正戊烷的 CH₃、CH₂对称和反对称伸缩振动2 877 cm^-1、2 964 cm^-1和2 856 cm^-1、2 935 cm^-1以及－(CH₂)_n －同步扭曲振动1 303 cm^-1均随压力增大而基本呈线性向高频方向移动，并在2.47 GPa附近发生过压凝固，这是一种平衡稳定态之外的亚稳态现象。另外推测正戊烷在高压下可能发生固－固相变，最后通过平衡的固液共存相确定了正戊烷的平衡凝固压力为(1.90±0.05) GPa。     

高温高压下方解石相转变的拉曼光谱原位实验研究

用热液金刚石压腔装置结合拉曼光谱技术研究了高温高压下方解石的相变过程及拉曼光谱特征。结果表明:常温条件下,体系压力增至1 666和2 127 MPa时,方解石的拉曼特征峰155cm-1消失,1 087cm-1峰分裂为1 083和1 090cm-1两个谱峰、282cm-1峰突然降至231cm-1,证明其转变为方解石-Ⅱ和方解石-Ⅲ。在起始压力为2 761MPa和低于171℃的升温过程中,方解石-Ⅲ的拉曼散射的各个特征振动峰没有变化。当温度达到171℃,方解石晶体完全变成不透明状,其对称伸缩振动峰1 087cm-1、面内弯曲振动峰713cm-1和晶格振动峰155和282cm-1均发生突变,说明方解石-Ⅲ相变生成一种碳酸钙新相。体系降至常温,该新相一直保持稳定不变,表明高温高压下方解石向碳酸钙新相的转变过程是不可逆的。方解石-Ⅲ与碳酸钙新相之间的相变线方程为P(MPa)=9.09.T(℃)+1 880。碳酸钙新相的对称伸缩振动峰(ν1 087)随压力、温度的变化率分别为dν/dP=5.1(cm-1.GPa-1),dν/dT=-0.055 3(cm-1.℃-1)。     

立方氮化硼的振动光谱及反射光谱的研究

 将黑色、黄色、棕色三种小于50 μm立方氮化硼粉末为样品，研究了其红外光谱、拉曼光谱、反射光谱，结果表明：（1）样品的红外光谱中，1 818 cm^-1和1 548 cm^-1属于cBN的晶格本征振动，而立方氮化硼的晶格本征振动外的晶体缺陷吸收则发生在~800 cm^-1，1 580 cm^-1~1 740 cm^-1和大于2 400 cm^-1处。（2）拉曼光谱测试表明，在1 052 cm^-1和1 304 cm^-1附近出现的散射与cBN不具有反演中心及cBN具有立方结构这样的事实相一致，并且这种散射伴随着布里渊区中心声子的横向和纵向发射。144 cm^-1附近出现的散射，被认为是由于局部振荡模式的出现，在反斯托克斯区造成的信号，这与晶格中杂质缺陷有关。（3）依据得到的反射光谱，计算了cBN单晶禁带宽度，发现这三种cBN都具有大于金刚石的禁带宽度值，分别为：E_g(黑)=6.21 eV，E_g(黄)=5.73 eV，E_g(棕)=5.71 eV。     

PbMoO4原位高压拉曼光谱和电导率的研究

 钼酸铅（PbMoO₄）具有高的声光品质因数、低的声损耗、良好的声阻抗匹配等性质，被广泛应用于声光偏转器、调制器、可调滤光器、声表面波器件等各类声光器件，其优异的低温闪烁性能亦引起人们的注意，具有在核设备方面的应用潜力。为探讨其晶体结构和物理性质，在金刚石对顶砧上原位测量了PbMoO₄的拉曼光谱，并测量了其在几个不同压力点下电导率随温度的变化。实验发现，压力在12.5 GPa时，拉曼峰完全消失，说明压力在10.8～12.5 GPa之间PbMoO₄样品出现了非晶态转变。当从26.5 GPa卸压到9.4 GPa时，PbMoO₄的拉曼谱在低波数出现无序化，而在2.4 GPa压力下858 cm^-1峰又重新出现，说明样品结构由无序向晶化回复。压力在10.8 GPa以上时，电导率随着温度的增加而显著增加，且随着压力的增加也明显增加。     

压力对GdoBr:Eu晶场参数的影响

 在室温下测量了GdoBr:Eu的常压和高压荧光谱，光谱范围在13 000~21 500 cm^-1之间，压力至12 GPa。由光谱数据得到了Eu³⁺晶场能级随压力的变化曲线。⁷F_0～5能级随压力的变化规律比较复杂，而⁵D_0~2各能均随压力的升高几乎线性地降低。在基态谱项⁷F的49个状态上进行了晶场拟合计算，所得常压下的5个非零晶场参数分别为：B₀²＝-1 124.0 cm^-1，B₀⁴＝-969.6 cm^-1，B₄⁴＝827.9 cm^-1，B₀⁶＝889.6 cm^-1，B₄⁶＝377.0 cm^-1。高压下的计算结果表明，B₀⁴、B₀⁶这两个晶场参数随压力的增加而增大，B₄⁶随压力的增加而减小，而B₀²、B₄⁴随压力的变化有些起伏。晶场强度在8 GPa以下随压力增加而减小，其后开始变强。     

90 GPa（准）静水压力的产生及压力分布的测量

 本文使用固态氩做传压介质，在自制的Mao-Bell型金刚石对顶砧装置中获得了90 GPa的准静水压。通过测量样品室内不同位置上红宝石荧光R₁线的频移来确定压力分布。实验结果表明在80 GPa以下，样品室内不同位置上的压力与平均压力（p）的差Δp很小，最大的Δp/p不超过1.5%。在90 GPa时，红宝石的荧光R线与常压的很相似。这表明利用固态氩做传压介质可以获得接近100 GPa的准静水压。此外，对红宝石荧光光谱中位置在14 938 cm^-1和14 431 cm^-1两条谱线随压力的变化情况也作了讨论，并由此得出结论，14 938 cm^-1这条线也可用来标定压力。     

低密度硅橡胶冲击雨贡纽曲线测量

 采用阻抗匹配法测量了两种低密度（ρ₀＝0.45 g/cm³和ρ₀＝0.47 g/cm³）硅橡胶在2.5~15 GPa压力范围内的冲击雨贡纽参数，p-u_p和u_s-u_p曲线，并采用最小二乘法拟合出C₀，λ′和λ″的值。实验结果与理论预估值符合较好。     

方解石高压相变的拉曼光谱研究

应用金刚石压腔结合拉曼光谱技术研究了方解石-Ⅰ在静水高压作用下相转变为方解石-Ⅲ的过程.结果表明,压力增大的过程中,方解石-Ⅰ晶体的三个拉曼特征峰均向高频移动;在1 103 MPa条件下,体系中的水介质结冰,冰点处方解石-Ⅰ晶体性质没有变化;继续加压至1 752 MPa时矿物的拉曼特征峰发生了突变,表明晶体由方解石-Ⅰ相转变为方解石-Ⅲ相中的的A型方解石;相变后矿物的拉曼特征峰显示了从矿物内部向边缘的过渡中,相变程度逐渐增大的趋势;该研究也体现了金刚石压腔结合拉曼光谱技术在定性分析矿物结构相变过程中原位测试的优势.     

Raman and X-Ray Investigation of Pyrope Garnet （Mg0.76Fe0.14Ca0.10）3Al2Si3O12 under High Pressure

The compressional behavlour of natural pyrope garnet is investigated by using angle-dlspersive synchrotron radiation x-ray diffraction and Raman spectroscopy in a diamond anvil cell at room temperature. The pressureinduced phase transition does not occur under given pressure. The equation of state of pyrope garnet is determined under pressure up to 25.3 GPa. The bulk modulus KTO is 199 GPa, with its first pressure derivative K′TO fixed to 4. The Raman spectra of pyrope garnet are studied. A new Raman peak nearly at 743 cm^-1 is observed in a bending vibration of the SiO4 tetrahedra frequency range at pressure of about 28 GPa. We suggest that the new Raman peak results from the lattice distortion of the SiO4 tetrahedra. All the Raman frequencies continuously increase with the increasing pressure. The average pressure derivative of the high frequency modes （650-1000 cm^-1） is larger than that of the low frequency （smaller than 650 cm^-1）. Based on these data, the mode Grǖneisen parameters for pyrope are obtained.     

Raman Investigation of Sodium Titanate Nanotubes under Hydrostatic Pressures up to 26.9GPa

High pressure behavior of sodium titanate nanotubes （Na2Ti2O5） is investigated by Raman spectroscopy in a diamond anvil cell （DAC） at room temperature. The two pressure-induced irreversible phase transitions are observed under the given pressure. One occurs at about 4.2 GPa accompanied with a new Raman peak emerging at 834 cm-1 which results from the lattice distortion of the Ti-O network in titanate nanotubes. It can be can be assigned to Ti-O lattice vibrations within lepidocrocite-type （H0.7Ti1.825V0.175O4＆#12539;H2O）TiO6 octahedral host layers with V being vacancy. The structure of the nanotubes transforms to orthorhombic lepidocrocite structure. Another amorphous phase transition occurs at 16.7 GPa. This phase transition is induced by the collapse of titanate nanotubes. All the Raman bands shift toward higher wavenumbers with a pressure dependence ranging from 1.58-5.6 cm-1/GPa.     

Raman Scattering Spectroscopy of Phase Transition in n-Pentadecane under High Temperature and High Pressure

The Raman spectroscopy of n-pentadecane is investigated in a moissanite anvil cell at normal temperatures and a diamond anvil cell under pressure to about 3000MPa and at temperature from 298 to 573K. Result indicates that at room temperature the vibration modes, assigned to the symmetric and asymmetric stretching of CH3 and CH2 stretching, shift to higher frequency and display a pressure dependent quasi-linear curve. A liquid-solid phase transition appears at a pressure of 150 MPa. The high temperature solidus line of n-pentadecane follows a quadratic function of P = 0.02369T^2 - 9.117T ＋ 725.58, in agreement with previous conclusion derived from studies of other hydrocarbons. Upon phase transition, fitting the experimental data obtained in a temperature range of 283 553 K to the Clausius-Clapeyron equation allows one to define the thermodynamic parameters of n-pentadecane of dP/dT = 0.04738T - 9.117.     

297 K和0.13～1 GPa压力下菱镁矿的拉曼光谱实验研究

在T=297K,130MPa相似文献