金刚烷的高压拉曼光谱研究

黄艳萍 崔田

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金刚烷的高压拉曼光谱研究

    作者简介: 黄艳萍(1987-),女,博士,工程师,主要从事高压合成及物性测量研究. E-mail:huangyp1124@jlu.edu.cn;
  • 中图分类号: O521.2

Raman Scattering Investigations of Adamantane under High Pressure

  • CLC number: O521.2

  • 摘要: 对金刚烷(C10H16)进行了常温原位高压拉曼光谱研究,最高压力为25 GPa。通过分析高压拉曼光谱,结合拉曼频移随压力的变化情况,得出在实验压力范围内C10H16发生了多次相变。0.6 GPa时,C10H16由常温常压下的无序相($\alpha$相)转变为有序相($\beta $相);继续加压至1.7 GPa时,第2次结构相变开始,直至3.2 GPa,第2次相变完全结束;第3次相变开始于6.3 GPa,结束于7.7 GPa;22.9 GPa时发生了第4次结构相变。另外,首次在拉曼光谱上探测到第3次相变过程中晶格振动峰的变化,说明第3次相变并非前人报道的等结构相变。
  • 图 1  常温常压下金刚烷的拉曼谱

    Figure 1.  Raman spectrum collected at ambient conditions

    图 2  298 K、低于25 GPa压力下C10H16的晶格振动峰及其拉曼频移随压力的变化

    Figure 2.  Lattice vibration modes of solid C10H16 measured to 25 GPa at 298 K (a) and the pressure dependence of the corresponding Raman shift (b)

    图 5  C10H16的C–H伸缩振动峰(2800~3100 cm–1)(a)及其拉曼频移(b)随压力的变化

    Figure 5.  Representative Raman spectra of C10H16 of C–H stretching modes (a) and the Raman shift versus pressure (b) in the frequency range of 2800–3100 cm–1

    图 3  C10H16的内模振动峰(700~1300 cm–1)(a)及其拉曼频移随压力的变化(b)

    Figure 3.  Representative Raman spectra of C10H16 of internal vibrational modes (a) and the Raman shift versus pressure (b) in the frequency range of 700–1300 cm–1

    图 4  C10H16的内模振动峰(1300~1500 cm–1)(a)及其拉曼频移(b)随压力的变化

    Figure 4.  Representative Raman spectra of C10H16 of internal vibrational modes (a) and the Raman shift versus pressure (b) in the frequency range of 1300–1500 cm–1

    表 1  常温常压下金刚烷拉曼振动峰的指认以及与文献的对比

    Table 1.  Assignments and vibrational frequencies (cm–1) of observed Raman modes of C10H16 at ambient condition

    Frequency/cm–1Mode
    This workRef.[20]Ref.[17]Ref.[16]Assignment
    2941294429432940$\nu _{18}$C–H stretching mode
    2916291729132915$\nu _{17}$C–H stretching mode
    2893289529832894$\nu _{16}$C–H stretching mode
    284728452847$\nu _{15}$C–H stretching mode
    1474
    1450
    1434143714401435$\nu _{14}$CH2 scissor mode
    13671371$\nu _{13}$CH bending mode
    1315
    1225122312251221$\nu _{12}$CH bending mode
    1197$\nu _{11}$
    1193$\nu _{10}$
    109711021097$\nu _{9}$C–H rock mode
    974 972 976 971$\nu _{8}$C–C stretching mode
    950 951$\nu _{7}$C–C stretching mode
    761 760 759 759$\nu _{6}$C–C stretching mode
    640$\nu _{5}$Lattice mode
    441 443 440 442$\nu _{4}$C–C–C deformation mode
    399$\nu _{3}$Lattice mode
    187$\nu _{2}$Lattice mode
    184$\nu _{1}$Lattice mode
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  • [1] DUCLOS S J, BRISTER K, HADDON R C, et al. Effects of pressure and stress on C60 fullerite to 20 GPa [J]. Nature, 1991, 351(6325): 380–382. doi: 10.1038/351380a0
    [2] VAUGHAN G B M, HEIEY P A, LUZZI D E, et al. Orientational disorder in solvent-free solid C70 [J]. Science, 1991, 254(5036): 1350–1353. doi: 10.1126/science.254.5036.1350
    [3] KITAIGORODSKI A I. Organic chemical crystallography [M]. New York: Consultants Bureau Enterprises, 1961: 113.
    [4] AMOUREUX J P, BEE M, DAMIEN J C. Structure of adamantane, C10H16, in the disordered phase [J]. Acta Crystallographica Section B: Structural Crystallography and Crystal Chemistry, 1980, 36(11): 2633–2636. doi: 10.1107/S0567740880009570
    [5] AMOUREUX J P, BEE M. A cubic harmonic analysis of the plastic crystal structures of adamantane, C10H16, and adamantanone, C10H14O, at room temperature [J]. Acta Crystallographica Section B: Structural Crystallography and Crystal Chemistry, 1980, 36(11): 2636–2642. doi: 10.1107/S0567740880009582
    [6] NORDMAN C E, SCHMITKONS D L. Phase transition and crystal structures of adamantane [J]. Acta Crystallographica, 1965, 18(4): 764–767. doi: 10.1107/S0365110X65001755
    [7] MUJICA A, RUBIO A, MUNOZ A, et al. High-pressure phases of group-IV, III-V, and II-VI compounds [J]. Reviews of Modern Physics, 2003, 75(3): 863. doi: 10.1103/RevModPhys.75.863
    [8] HEMLEY R J, ASHCROFT N W. The revealing role of pressure in the condensed matter sciences [J]. Physics Today, 1998, 51(8): 26–32. doi: 10.1063/1.882374
    [9] JAYARAMAN A. Ultrahigh pressures [J]. Review of Scientific Instruments, 1986, 57(6): 1013–1031. doi: 10.1063/1.1138654
    [10] PARISE J B. High pressure studies [J]. Reviews in Mineralogy and Geochemistry, 2006, 63(1): 205–231. doi: 10.2138/rmg.2006.63.9
    [11] STÖFFLER D. Minerals in the deep Earth: a message from the asteroid belt [J]. Science, 1997, 278(5343): 1576–1577. doi: 10.1126/science.278.5343.1576
    [12] WILLIAMS Q, HEMLEY R J. Hydrogen in the deep Earth [J]. Annual Review of Earth and Planetary Sciences, 2001, 29(1): 365–418. doi: 10.1146/annurev.earth.29.1.365
    [13] ITO T. Pressure-induced phase transition in adamantane [J]. Acta Crystallographica Section B: Structural Crystallography and Crystal Chemistry, 1973, 29(2): 364–365. doi: 10.1107/S0567740873002517
    [14] MURUGAN N A, RAO R S, YASHONATH S, et al. High-pressure study of adamantane: variable shape simulations up to 26 GPa [J]. The Journal of Physical Chemistry B, 2005, 109(36): 17296–17303. doi: 10.1021/jp053542h
    [15] MURUGAN N A, YASHONATH S. Pressure-induced ordering in adamantane: a Monte Carlo simulation study [J]. The Journal of Physical Chemistry B, 2005, 109(5): 2014–2020. doi: 10.1021/jp047178i
    [16] BURNS G, DACOL F H, WELBER B. Lattice vibrational study of the phase transition in the plastic crystal adamantane (C10H16) [J]. Solid State Communications, 1979, 32(2): 151–155. doi: 10.1016/0038-1098(79)91077-9
    [17] RAO R, SAKUNTALA T, DEB S K, et al. High pressure Raman scattering studies on adamantane [J]. The Journal of Chemical Physics, 2000, 112(15): 6739–6744. doi: 10.1063/1.481227
    [18] VIJAYAKUMAR V, GARG A B, GODWAL B K, et al. High-pressure phase transitions in adamantane [J]. Chemical Physics Letters, 2000, 330(3/4): 275–280.
    [19] BISTRIČIĆ L, BARANOVIĆ G, ILIJIĆ S. Raman study of structural relaxation and boson peak in amorphous films of adamantane [J]. Spectrochimica Acta Part A: Molecular and Biomolecular Spectroscopy, 2005, 61(7): 1537–1546. doi: 10.1016/j.saa.2004.11.015
    [20] 刘卅, 郭建维. 金刚烷的结构、溶解性及热力学性质 [J]. 含能材料, 2006, 14(6): 485–490. doi: 10.3969/j.issn.1006-9941.2006.06.019
    LIU S, GUO J W. Structure analysis, solubility and thermodynamics properties of adamantine [J]. Chinese Journal of Energetic Materials, 2006, 14(6): 485–490. doi: 10.3969/j.issn.1006-9941.2006.06.019
    [21] AOKI K, BAER B J, CYNN H C, et al. Raman study of molecular rearrangement in HCN under pressure [M]//PUCCI R, PICCITTO G. Molecular Systems under High Pressure. North-Holland: Elsevier Science, 1991: 283.
  • [1] 张雷雷雷力胡启威冯雷豪戚磊蒲梅芳 . 高压下Al0.86Ga0.14N半导体合金“双模”拉曼声子行为研究. 高压物理学报, 2017, 31(5): 521-528. doi: 10.11858/gywlxb.2017.05.003
    [2] 朱祥王永强王征程学瑞袁朝圣陈镇平苏磊 . 室温离子液体[Emim][PF6]和[Bmim][PF6]压致相变的拉曼散射研究. 高压物理学报, 2013, 27(2): 253-260. doi: 10.11858/gywlxb.2013.02.013
    [3] 高玲玲马艳梅刘丹郝健金云霞王峰王秋实邹广田崔启良 . 环庚烷的高压拉曼光谱研究. 高压物理学报, 2008, 22(2): 192-196 . doi: 10.11858/gywlxb.2008.02.013
    [4] 武晓鑫李敏李芳菲周强高伟崔启良邹广田 . 正辛烷的高压拉曼光谱研究. 高压物理学报, 2009, 23(4): 305-309 . doi: 10.11858/gywlxb.2009.04.011
    [5] 韩茜吴也黄海军 . BiFeO3高压拉曼光谱研究. 高压物理学报, 2018, 32(5): 051202-1-051202-5. doi: 10.11858/gywlxb.20170698
    [6] 袁真张少鹏靳常青王晓慧 . PbZr0.52Ti0.48O3陶瓷的高压拉曼光谱研究. 高压物理学报, 2015, 29(2): 95-98. doi: 10.11858/gywlxb.2015.02.002
    [7] 王霖刘冰冰王卉侯元元艾晓雷潘跃武崔启良邹广田刘洪江倪永红 . 纳米硫化锌球壳的高压相变研究. 高压物理学报, 2005, 19(4): 357-360 . doi: 10.11858/gywlxb.2005.04.013
    [8] 张宏广梁吉魏秉庆高志栋张继红刘丽芳赵刚 . 高温高压条件下富勒碳的相变. 高压物理学报, 1995, 9(4): 296-301 . doi: 10.11858/gywlxb.1995.04.009
    [9] 唐旭东张增明赵智王中平丁泽军 . 高压诱致的反式联苯乙烯酮结构相变与化学反应. 高压物理学报, 2009, 23(6): 401-406 . doi: 10.11858/gywlxb.2009.06.001
    [10] 杨向东张宏胡栋经福谦 . 高温高压下碳的状态方程及相变理论研究. 高压物理学报, 1997, 11(4): 250-253 . doi: 10.11858/gywlxb.1997.04.003
    [11] 王世霞郑海飞 . 常温高压下石膏在水中溶解及相变现象的研究. 高压物理学报, 2008, 22(4): 429-433 . doi: 10.11858/gywlxb.2008.04.016
    [12] 鲍忠兴徐丽雯车广灿柳翠霞陈红吴非赵忠贤 . La1.65Sr0.35CaCu2O4+Cly在高压下的电学性质与相变. 高压物理学报, 1999, 13(1): 30-33 . doi: 10.11858/gywlxb.1999.01.005
    [13] 董丙舜王海阔仝斐斐侯志强李振刘童臧金浩杨西贵 . 微米晶单斜氧化锆高压相变制备亚微米四方多晶氧化锆. 高压物理学报, 2019, 33(2): 020104-1-020104-9. doi: 10.11858/gywlxb.20190709
    [14] 杨晓翠赵玉伟高忠明刘鑫张立新王晓明郝爱民 . 高压下CaF2结构相变和光学性质的第一性原理计算. 高压物理学报, 2010, 24(3): 225-230 . doi: 10.11858/gywlxb.2010.03.011
    [15] 雷力蒲梅芳冯雷豪戚磊张雷雷 . 立方聚合氮(cg-N)的高温高压合成. 高压物理学报, 2018, 32(2): 020102-1-020102-5. doi: 10.11858/gywlxb.20170672
    [16] 申泽骧 . 非线性光学晶体的高压拉曼散射研究. 高压物理学报, 2000, 14(2): 92-98 . doi: 10.11858/gywlxb.2000.02.002
    [17] 武琪彭放李庆华雷力李荣祺 . LiAl5O8高压相变研究. 高压物理学报, 2012, 26(3): 338-342. doi: 10.11858/gywlxb.2012.03.015
    [18] 乔二伟郑海飞 . 高压下正戊烷的稳定性研究. 高压物理学报, 2005, 19(4): 371-376 . doi: 10.11858/gywlxb.2005.04.016
    [19] 杨洁李明林鹏于栋力何巨龙 . 六角相B-C-N化合物的高压相变研究. 高压物理学报, 2011, 25(2): 123-127 . doi: 10.11858/gywlxb.2011.02.005
    [20] 张程祥吴绍曾吴姝妍吴雪原 . NaCl、KCl和NaF晶体高压结构相变点的计算. 高压物理学报, 1993, 7(3): 232-237 . doi: 10.11858/gywlxb.1993.03.011
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出版历程
  • 收稿日期:  2019-09-05
  • 录用日期:  2019-09-11
  • 网络出版日期:  2019-09-18
  • 刊出日期:  2019-10-01

金刚烷的高压拉曼光谱研究

    作者简介:黄艳萍(1987-),女,博士,工程师,主要从事高压合成及物性测量研究. E-mail:huangyp1124@jlu.edu.cn
  • 吉林大学物理学院,吉林 长春 130012

摘要: 对金刚烷(C10H16)进行了常温原位高压拉曼光谱研究,最高压力为25 GPa。通过分析高压拉曼光谱,结合拉曼频移随压力的变化情况,得出在实验压力范围内C10H16发生了多次相变。0.6 GPa时,C10H16由常温常压下的无序相(\begin{document}$\alpha$\end{document}相)转变为有序相(\begin{document}$\beta $\end{document}相);继续加压至1.7 GPa时,第2次结构相变开始,直至3.2 GPa,第2次相变完全结束;第3次相变开始于6.3 GPa,结束于7.7 GPa;22.9 GPa时发生了第4次结构相变。另外,首次在拉曼光谱上探测到第3次相变过程中晶格振动峰的变化,说明第3次相变并非前人报道的等结构相变。

English Abstract

  • 球状分子晶体结构一直是近年来的研究热点,如C60[1]、C70[2]等。金刚烷(C10H16)是典型的具有高对称性的球状晶体结构分子。常温常压条件下,C10H16的晶体结构是具有Fm3m对称群的立方相($\alpha$相),每个C10H16分子包括4个CH基团和6个CH2基团,并且该分子是取向无序的[3-5]。低温X射线探测结果表明,无序的$\alpha$相在208 K下会转变为有序的四方相[6]。温度在控制材料的稳定性中起着重要的作用,而压力作为独立的热力学参量,也能够显著改变材料的晶体结构和性质[7-12]。Ito等[13]发现,在压力的作用下,材料会发生由无序相向有序相的转变。这一有趣的无序与有序之间的互相转变引起了广大科研工作者的极大兴趣,其中C10H16在高压下的结构和性质引起了人们的关注。

    相比于理论研究[14-15],对金刚烷的实验研究比较丰富。早在1973年Ito等[13]就对常温下的金刚烷进行了高压X射线衍射研究,发现0.48 GPa时金刚烷由原来的无序相转变为有序相,而这一有序相正是前人在低温时发现的$P\bar 4{2_1}c$相。由于其实验压力最高仅为0.8 GPa,因此金刚烷在更高压力下的行为仍未知。1979年,Burns等[16]通过测量金刚烷在常温下的拉曼光谱,也观测到无序相到有序相的转变。2000年,Rao等[17]将金刚烷的拉曼散射实验压力提高到26 GPa,发现在压力的作用下金刚烷发生了一系列相变,相变压力点分别为0.5、2.8和8.5 GPa,并推测金刚烷在24 GPa可能还会发生一次相变。同年,Vijayakumar等[18]将金刚烷的同步辐射X射线衍射实验压力提高到25 GPa,他们认为有序的四方相一直稳定存在到12.5 GPa,但是当压力大于16 GPa时,四方相和单斜相都符合其X射线衍射谱的指标化结果,而当压力大于22 GPa时,只有单斜相符合。

    综上所述,尽管在高压下已经对金刚烷开展了一些研究,但是其高压相变序列仍存在争议。为此,本研究对金刚烷进行常温拉曼光谱测试,最高压力为25 GPa。通过分析拉曼光谱,验证前人发现的3次相变,并观测是否有其他相变。

    • C10H16样品购于Alfa公司,为高纯粉末。样品的封装在氮气保护的手套箱中完成。高压产生装置采用Mao-Bell式金刚石对顶砧(Diamond Anvil Cell, DAC),金刚石直径为$400\;{\text{μ}}{\rm{m}}$,封垫材料采用T301钢,预压厚度约$50\;{\text{μ}}{\rm{m}}$,样品腔直径约$150\;{\text{μ}}{\rm{m}}$。由于C10H16样品非常软,可以提供良好的静水压环境,因此样品腔中没有放置其他传压介质。将红宝石与样品一起封装在样品腔中,整个实验过程中的压力标定根据红宝石R1的荧光确定。

      高压拉曼实验在吉林大学超硬材料国家重点实验室的共聚焦拉曼散射系统上完成。该系统的激发光源是由相干公司(Coherent Company)生产的固体二极管倍频Nd: Vanadate单纵模激光器,波长为532 nm,最大输出功率可达2.0 W。散射光谱的测量采用Acton Spectra Pro500i光谱仪和液氮制冷的CCD探测仪完成,光谱仪的焦距为 500 mm。实验前,用标准硅片的峰位对系统进行校准。实验过程中,每个拉曼散射谱的采谱时间为120 s。

    • 常温常压下C10H16分子具有Td对称群,其不可约表示为:${\varGamma }$=5A1+A2+6E+7F1+11F2[16],其中A1EF2具有拉曼活性。图1为常温常压下测得的C10H16拉曼谱。C10H16的常温常压拉曼谱可分为4个部分。(1)波数在2800~3000 cm–1范围内,对应于CH、CH2基团的C–H伸缩振动模式,其中处在2916 cm–1 ($\nu _{17}$)的最强峰为CH基团的C–H伸缩振动峰,2941 cm–1 ($\nu _{18}$)、2893 cm–1 ($\nu _{16}$)及2847 cm–1 ($\nu _{15}$)对应CH2基团的C–H伸缩振动峰。(2)波数在1350~1500 cm–1范围内时,处在1434 cm–1 ($\nu _{14}$)的峰对应于CH2的剪切振动,处在1367 cm–1 ($\nu _{13}$)的峰对应于CH的弯曲振动。(3)波数在700~1300 cm–1范围内,处在1225 cm–1 ($\nu _{12}$)的最强峰对应CH的弯曲振动,而972 cm–1 ($\nu _{8}$)、951 cm–1 ($\nu _{7}$)、760 cm–1 ($\nu _{6}$)处的峰对应于金刚烷骨架上C-C伸缩振动,1097 cm–1($\nu _{9}$)处的峰对应于C–H的摇摆振动;此外,在1197 cm–1 ($\nu _{11}$)和1193 cm–1 ($\nu _{10}$)处探测到两个微弱的峰,这是之前报道中从未被探测到的。在Rao等[17]的研究中,虽然没有在常压下观测到这两个峰,但是在无序相向有序相转变之后,1200 cm–1处出现的新峰实际上就是本研究观测到的$\nu _{11}$$\nu _{10}$,之所以他们认为只有一个峰,可能是由探测器的分辨率不同导致的。(4)波数在100~700 cm–1范围内,处在441 cm–1 ($\nu _{4}$)的最强峰对应C–C–C键的变形振动,其他晶格振动都在400 cm–1以下,其中对于640 cm–1 ($\nu _{5}$)处的峰,前人都未曾在常温常压下观测到,只有Bistričić等[19]在低温下观测到该峰。表1列出了常温常压下C10H16的拉曼振动峰及其与前人指认的对比。

      图  1  常温常压下金刚烷的拉曼谱

      Figure 1.  Raman spectrum collected at ambient conditions

      Frequency/cm–1Mode
      This workRef.[20]Ref.[17]Ref.[16]Assignment
      2941294429432940$\nu _{18}$C–H stretching mode
      2916291729132915$\nu _{17}$C–H stretching mode
      2893289529832894$\nu _{16}$C–H stretching mode
      284728452847$\nu _{15}$C–H stretching mode
      1474
      1450
      1434143714401435$\nu _{14}$CH2 scissor mode
      13671371$\nu _{13}$CH bending mode
      1315
      1225122312251221$\nu _{12}$CH bending mode
      1197$\nu _{11}$
      1193$\nu _{10}$
      109711021097$\nu _{9}$C–H rock mode
      974 972 976 971$\nu _{8}$C–C stretching mode
      950 951$\nu _{7}$C–C stretching mode
      761 760 759 759$\nu _{6}$C–C stretching mode
      640$\nu _{5}$Lattice mode
      441 443 440 442$\nu _{4}$C–C–C deformation mode
      399$\nu _{3}$Lattice mode
      187$\nu _{2}$Lattice mode
      184$\nu _{1}$Lattice mode

      表 1  常温常压下金刚烷拉曼振动峰的指认以及与文献的对比

      Table 1.  Assignments and vibrational frequencies (cm–1) of observed Raman modes of C10H16 at ambient condition

      在本高压原位拉曼实验中,最高压力达25 GPa,图2图5给出了不同波段的拉曼振动峰随压力变化情况以及振动频移随压力的变化。从图2(a)图5(a)中可以很明显地看出,当压力升至0.6 GPa时,晶格振动和内模振动都发生了明显的变化。首先,在$\nu _{3}$的低频区出现了一个新峰,我们称之为$\nu _{3}'$,而常压时的$\nu _{4}$(441 cm–1)劈裂成两个峰$\nu _{4{\rm a}}$$\nu _{4{\rm b}}$,同时$\nu _{5}$也劈裂成两个峰$\nu _{5{\rm a}}$$\nu _{5{\rm b}}$。在910 cm–1处出现了一个新的弱峰,并且一直保持到本实验的最高压力。除此之外,常压时的$\nu _{8}$(974 cm–1)劈裂成两个峰$\nu _{8{\rm a}}$$\nu _{8{\rm b}}$。在1107 cm–1处也出现了微弱的峰,并随着压力的增大而越来越明显;在1111 cm–1处出现了一个相对较明显的峰;而在常压下非常微弱的两个峰1193 cm–1和1197 cm–1也变得非常明显。同时,$\nu _{12}$劈裂成两个峰,而$\nu _{17}$劈裂成3个峰。这些变化都说明0.6 GPa时C10H16发生由常温常压下的无序相向有序相($P\bar 4{2_1}c$)的转变,这个新的有序相称之为$\beta $相。对这个有序的四方相进行群论分析可知,理论上应该有90个独立的拉曼振动峰,而本研究观测到的拉曼振动峰个数远远小于理论数,该现象也出现在很多其他具有范德华力的分子结构中,如HCN[21]。从本研究获得的拉曼谱上看,有些变化与前人报道很吻合,同时在第一次相变中观测到文献中第2次相变才出现的现象。这种差异可能是由于所采用设备的分辨率不同所导致的。

      图  2  298 K、低于25 GPa压力下C10H16的晶格振动峰及其拉曼频移随压力的变化

      Figure 2.  Lattice vibration modes of solid C10H16 measured to 25 GPa at 298 K (a) and the pressure dependence of the corresponding Raman shift (b)

      图  5  C10H16的C–H伸缩振动峰(2800~3100 cm–1)(a)及其拉曼频移(b)随压力的变化

      Figure 5.  Representative Raman spectra of C10H16 of C–H stretching modes (a) and the Raman shift versus pressure (b) in the frequency range of 2800–3100 cm–1

      图  3  C10H16的内模振动峰(700~1300 cm–1)(a)及其拉曼频移随压力的变化(b)

      Figure 3.  Representative Raman spectra of C10H16 of internal vibrational modes (a) and the Raman shift versus pressure (b) in the frequency range of 700–1300 cm–1

      图  4  C10H16的内模振动峰(1300~1500 cm–1)(a)及其拉曼频移(b)随压力的变化

      Figure 4.  Representative Raman spectra of C10H16 of internal vibrational modes (a) and the Raman shift versus pressure (b) in the frequency range of 1300–1500 cm–1

      继续加压至1.7 GPa,$\nu _{4}$继续劈裂成3个峰,并且随着压力的增大,劈裂越来越明显。同时,在$\nu _{14}$的高频区,出现了一个宽包(1451 cm–1),随着压力的增大,其强度也随之增强,直到本实验的最高压力,其强度已经超过主峰强度。而在Rao等[17]的报道中,直到2.7 GPa才探测到这一新峰。晶格振动和内模振动区同时出现新峰说明在该压力点C10H16发生了结构相变,称该新相为$\gamma $相。继续加压至2.5 GPa,在1431 cm–1处出现了一个宽包,随着压力的增大,其强度越来越强。当压力达到3.2 GPa时,在1103 cm–1处出现了一个新峰,至此第2次相变结束。分析拉曼谱可以看出,$\beta \to \gamma $相的转变是一个缓慢的转变过程,并非瞬间完成。Rao等[17]认为$\beta \to \gamma $相的转变压力点为2.8 GPa,然而在3.1 GPa时他们也观测到常压时处于1100 cm–1的峰开始变得不对称,即所谓的劈裂,当压力大于3.1 GPa时拉曼峰才完全表现为$\gamma $相的拉曼峰。因此,$\beta \to \gamma $的结构转变过程是在某个压力区间内完成的。

      缓慢升高压力至6.3 GPa时,在109 cm–1位置出现了新的晶格振动峰,如图2(a)中箭头所示,这是前人从未报道过的新峰。这一现象说明C10H16发生了新的结构相变,我们称之为$\delta $相,这并不是Rao等[17]认为的等结构相变。值得注意的是,在此压力点,内模振动区域并没有新峰出现,说明在该结构相变过程中分子之间先发生变化。直到压力达到7.7 GPa时,$\nu _{9}$继续劈裂成3个峰,说明分子内部也发生了变化,至此第3次相变结束。22.9 GPa时,在888 cm–1处出现了一个新峰,如图3(a)中箭头所示,并且随着压力的增大,其强度也增强,说明C10H16很可能发生了第4次相变,称该新相为$\varepsilon $相。需要说明的是,在Vijayakumar等[18]对C10H16的高压同步辐射X射线研究中并没有发现第2次和第3次相变,可能是因为X射线探测不到H原子的变化,而第2次和第3次相变极可能是由H原子的变化引起的。相变后的高压结构还需更多的研究来验证,如中子衍射实验、高压理论计算等。另外,从图2(b)图5(b)中可以看出,所有拉曼振动频移均随着压力的增大发生蓝移,说明各原子间的间距随着压力的增大呈逐渐减小的趋势,并且在本实验压力范围内,没有形成氢键。

    • 对金刚烷的高压拉曼光谱进行了研究,发现金刚烷在压力的作用下经历了$\alpha \to \beta \to \gamma \to \delta \to \varepsilon $的一系列相变,相变压力点分别为0.6、1.7、6.3和22.9 GPa,与前人报道的结果相吻合。首次在拉曼光谱上探测到第3次相变过程中晶格振动峰的变化。具体的高压结构还有待于同步辐射X射线衍射以及高压理论计算来确定。

参考文献 (21)

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