С = О, расстояния в молекулах СОа

Рассмотрим предельный случай 21 или 1 Кп М. В этом случае все отраженные молекулы испытают столкновения на расстояниях порядка 21 со/М <С Так как после столкновения длина пробега молекул имеет порядок Я, , то внутри слоя толщиной 6 — оо/М молекулы могут испытать лишь по одному столкновению. [c.399]

Далее рассмотрим вопрос о том, как обращаться со смесью различных газов. Если молекулы представляют собой твердые сферы, то единственное возможное различие состоит в том, что молекулы имеют разные радиусы и массы, но для точек, взаимодействующих на расстоянии, возможны различия также в законах взаимодействия и в значениях входящих в них параметров. При статистическом подходе первое отличие возникает в связи с Л -частичной функцией распределения Pjy, которая может быть симметризована по отношению к молекулам каждого сорта, но не по всем молекулам смеси следовательно, возникает различие в s-частичных функциях распределения, которые [c.77]

В которой функции (о, 1) и f2 (о, t) обращаются вместе со своими производными — при у- -оо, т. е. в идеальном состоянии, в нуль. Первый член этой суммы связан с действием сил отталкивания между молекулами и представляет собой вклад в от взаимодействия молекул на коротких расстояниях, т. е. при столкновении их. Член f2(v, О обусловлен притяжением молекул и представляет собой вклад в от взаимодействия молекул на значительных расстояниях функция 2(и, ( отрицательна и возрастает с увеличением V. [c.136]

В предыдущих главах мы пользовались эйлеровым методом описания движений жидкости. При использовании этого метода течение несжимаемой жидкости в момент I характеризуется полем скорости и(Х, 1)у т. е. значениями вектора скорости во всевозможных точках = Хи Х2, Хг) пространства (в настоящем разделе по причинам, которые будут ясны из дальнейшего, нам будет удобно обозначать координаты А /, а не л /, как в предыдущих главах). Уравнения гидродинамики (из которых давление можно исключить с помощью уравнения (1.9)) при этом в принципе позволяют определить значения переменных Эйлера и(Х, t) в любой момент времени > /о по заданным начальным значениям и(Х, о) = ио(Х). Однако для изучения таких явлений, как турбулентная диффузия (т. е. распространение примесей в поле турбулентности) или деформация материальных поверхностей и линий (состоящих из фиксированных элементов жидкости) в тур-булентном течении, более удобным оказывается лагранжев метод описания движений жидкости. Он заключается в том, что вместо скоростей жидкости в фиксированных точках X пространства за основу берется движение фиксированных жидких частиц , прослеживаемое, начиная от некоторого начального момента времени / = to. Под жидкими частицами при этом понимаются объемы жидкости, размеры которых очень велики по сравнению со средним расстоянием между молекулами (так что для соответствующих объемов имеет смысл говорить об их скорости, оставаясь в рамках механики сплошной среды), но все же настолько малы, что скорость и давление внутри частицы можно считать практически постоянными и в течение рассматриваемых промежутков времени эти частицы можно считать перемещающимися как одно целое (т. е. без заметной деформации). Лагранжев метод самым непосредственным образом связан с реальными движениями отдельных элементов жидкости, совокупность которых и составляет течение поэтому его можно считать физически более естественным, чем эйлеров метод описания. В то же время в аналитическом отношении использование переменных Лагранжа, относящихся к индивидуальным частицам жидкости, оказывается гораздо более громоздким, чем использование переменных Эйлера и(Х, t), вслед- [c.483]

Общие замечания. Изучение спектров двухатомных молекул дает подробные сведения об их вращательных, колебательных и электронных уровнях энергии зная эти уровни энергии, можно определить точные значения между-атомных расстояний, частот колебаний и силовых постоянных, энергий диссоциации и других величин, характеризующих структуру двухатомных молекул (см. книгу автора Молекулярные спектры и структура молекул , I. Двухатомные молекулы )). Подобную же информацию о структуре многоатомных молекул можно почерпнуть, изучая их спектр. В настоящей книге рассматриваются те сведения, которые вытекают из изучения инфракрасных и комбинационных спектров многоатомных молекул ). Следующую книгу намечено посвятить данным, получаемым путем изучения видимых и ультрафиолетовых (электронных) полосатых спектров. Для многоатомных молекул часто положение сильно осложняется наличием нескольких междуатомных расстояний, нескольких силовых постоянных, нескольких величин энергии диссоциации и т. д., которые обычно приходится определять одновременно. Подобному усложнению структуры в общем случае соответствует весьма значительное усложнение спектров многоатомных молекул по сравнению со спектрами двухатомных молекул. Поэтому было бы нецелесообразным начинать изложение с опытных закономерностей, как это можно делать в случае двухатомных молекул. Вместо этого мы сначала изложим теорию, а затем применим ее для интерпретации наблюденных спектров. Так же, как и в книге Молекулярные спектры I, мы в основном ограничиваемся спектрами газов и паров. [c.11]

В заключение остановимся на вопросе, может ли возникнуть электромагнитное излучение, когда заряженная частица движется равномерно в среде с досветовой скоростью, т. е. со скоростью, меньшей фазовой скорости света в рассматриваемой среде. Если среда однородна, то ответ будет отрицательным. Действительно, движущаяся заряженная частица на своем пути, конечно, будет возбуждать атомы и молекулы среды. Последние начнут излучать. Однако эти излучения в результате интерференции погасят друг друга, так как при равномерном движении частицы и однородности среды их амплитуды одинаковы, а фазы возрастают линейно о расстоянием, пройденным частицей. Но если среда неоднородна, то гашения не будет и появится излучение. Такое излучение, на существование которого было указано В. Л. Гинзбургом и И. М. Франком в 1944 г., называется переходным излучением. [c.261]

Сделаем замечание относительно условности пределов интегрирования по переменной г. Полагая и = к(г - г У, мы, естественно, предполагаем относительно небольшие отклонения координаты г от ее равновесного значения го, хотя формально распространяем эту квадратичную зависимость на все возможные значения от нуля до бесконечности. С физической точки зрения состояние г = О недостижимо, так как атомы имеют конечный размер, и при их сближении до этого расстояния потенциальная яма сильно деформируется (см. задачу 40). Со стояния с г - оо с физической точки зрения также невозможны, так как упругая связь и меет конечный предел прочности, и выше некоторого Гта, молекула диссоциирует. Но в условиях [c.266]

Рассмотрим бесконечно малый элемент dS зеркала. Если его расстояние от оси вращения равно р, то при скорости вращения зеркала со элемент dS движется со скоростью рсо в направлении, перпендикулярном оси вращения зеркала. Это направление мы примем за ось х (фиг. 141). Нам нужно вычислить средний вращательный момент, действующий на зеркало, движущееся с заданной угловой скоростью со. Так как по условию газ сильно разрежен и находится в состоянии теплового равновесия, то мы вправе воспользоваться максвелловским распределением скоростей. Число молекул со скоростями от v ло v - - dv, сталкивающихся за единицу времени с элементом поверхности зеркала dS со стороны полупространства —х, равно [c.415]

Рассмотрим вязкость газа между двумя параллельными пластинами бесконечной протяженности, находящимися на расстоянии у=6 друг от друга, из которых одна неподвижна, а другая равномерно движется со скоростью V. Пусть длина свободного пробега Л молекул газа обратно пропорциональна давлению р и соизмерима с характеристическим размером о, что соответствует переходной зоне вакуума Л= б, которая для макроскопических характеристических размеров, например б>1 мм, наступает при р 10 - -10 мм рт. ст. и для микроскопических, например б < 1 MKj при давлении порядка атмосферного. Как известно из молекулярно-кинетической теории [2, 4, 5], в условиях переходной зоны вакуума движение газа вдоль поверхности твердого тела происходит со скольжением. Уравнение гидродинамики [c.213]

Ван-дер-Ваальс нигде явно не делает указанного в 2 предположения о том, что сила притяжения молекул так медленно уменьшается с увеличением расстояния между ними, что в пределах расстояний, которые велики по сравнению со средним расстоянием между двумя соседними молекулами, она еще приблизительно постоянна, а также не считает такой закон действующих сил вероятным [c.439]

Теперь рассмотрим движение ядер под прямым углом к межъядерной оси, которым до сих пор мы пренебрегали. Один из путей, с помощью которого можно представить графически зависимость потенциальной энергии от деформационной координаты, сводится к следующему расстояние СО принимается фиксированным, а потенциальная энергия молекулы наносится как функция координат z и Z другого атома О в плоскости, проходящей через ось С — [c.451]

Рассмотрим теперь, как действует оператор М 1/) в случае радиоактивного распада. И в этом случае удобнее рассуждать с вероятностями, а не с волновыми функциями. Более того, удобно вместо lzf ввести в рассмотрение очень много одинаковых радиоактивных ядер и рассуждать с числом ядер. Пусть зависимость = Л о ехр(—г/т) показывает, как убывает со временем число радиоактивных ядер. Здесь N0 — число ядер в начальный момент, а 1 /т — константа темпа распада. Выберем некоторый интервал времени Аг т и рассмотрим, что происходит с волновыми функциями а-частиц, вылетающих из ядер. Выберем некоторое значение Л = для расстояния от радиоактивного источника и будем считать, что а-частицы "измеряются" за пределами этого радиуса, т.е. попадают в окружение атомов и молекул, в которых они производят неравновесные треки. Пусть ь — скорость а-частиц. Тогда за время Аг они пройдут расстояние АК = ьА1. Так как мощность источника равна М/т, то в слое объема 4пК г Аг окажется АМ = МА1/х частиц. [c.157]

NS-, NSe- 192, 311 С = 0, С —о, связи, силовые постоянные 211, 366, 380 С = 0, С —О, частоты 213, 324, 328, 359, 380 С = О, расстояния в молекулах СОа и СОа+ 423 в молекуле Hj O 468 СО 211, 560, 564 СОа, углекислота вращательный комбинационный спектр, термодинамические функции 33, 562, 563 [c.611]

Из значения вращательной постоянной В получается согласно формуле (1,2) значение момента инерции /(С02)= 71,1 10" г см . Так как 1—2тоГ со, то отсюда следует, что расстояние С — О в молекуле СО., равно Гсо= 1,157 10" см (см., однако, стр. 424, где дается более точное значение этого расстояния). [c.34]

Молекулярная О, а. обнаруживается во всех агрегатных состояниях и растворах. У оптически активных молекул отсутствуют центр и плоскости симметрии (хиральные молекулы). Такая молекула может быть смоделирована двумя взаимодействующими осцилляторами, расположенными взаимно перпендикулярно, расстояние между к-рыми а сравнимо с Я (т. е. фазы поля в местах осцилляторов различны), а скорость передачи взаимодействия сравнима со скоростью распространения света в среде. Такая система, очевидно, будет по-разному реагировать на правую и левую круговую поляризацию волн, вследствие чего их скорости станут различными. В квантовой электродинамике оптич. вращение рассматривается как двухфотонный процесс рассеяния света на молекуле с роглощением одного фотона и испусканием другого, причём возникает интерференция двух участвующих в процессе фотонных мод. При этом должны учитываться все возможные в молекуле виды взаимодействия электрич. и магн. дипольных и квадру-польных моментов, наведённых проходящей световой волной. [c.426]

При тех высоких температурах, которые рассматриваются в этой книге, будет происходить диссоциация молекул и в результате возникает значительная концентрация радикалов ). На больших расстояниях сила взаимодействия радикалов в основном состоит из дисперсионных компонент, которые, как мы видели, изменяются пропорционально Когда два радикала приближаются один к другому, на них по законам квантовой механики накладываются ограничения, которые определяют, будет ли комплекс, образовавшийся в результате столкновения, в состоянии притяжения или отталкивания. В соответствии со спиновой теорией валентности в результате взаимодействия двух радикалов, непарные электроны которых при столкновении переходят парами на орбиты образовавшегося при столкновении комплекса (таким образом, что электронные пары имеют антипараллельные спины), образуется комплекс, находящийся в состоянии притяжения. В самом деле, две такие частицы, имеющие нулевую относительную скорость на больших расстояниях (г оо), будут образовывать устойчивый комплекс, так как описываемый процесс есть процесс образования химических связей. Однако если в результате столкновения некоторые из ранее непарных электронов переходят парами на орбиты образовавшегося в результате столкновения комплекса (с антипараллельными спинами), а некоторые нет, то имеется возможность, что образовавшийся в результате столкновения комплекс не будет находиться в состоянин притяжения. [c.386]

Если бы колебательные уровни в различных электронных состояниях располагались в точности одинаково, т. е. совпадали бы частоты сое и (д е, И идентичным образом происходило бы сгущение вследствие ангармоничности, то полосы с одинаковым значением разности А у = у — у", как видно из рис. 5.13, строго накладывались бы друг на друга. На самом же деле расположения уровней в разных электронных состояниях несколько отличаются друг от друга, причем разность частот колебаний — сОе обычно значительно меньше самих частот. Поэтому полосы с одинаковой разностью А V располагаются близко друг от друга, образуя так называемую последовательность полос, тогда как полосы с различными Ау отстоят на ббльших частотных расстояниях. Это положение иллюстрируется фотографией спектра испускания так называемой второй положительной системы азота ) (переход С Пц 5 Пg см. схему уровней, рис. 5.14) на этой фотографии (рис. 5.16) отложена шкала длин волн и указаны номера колебательных переходов (первая цифра соответствует верхнему электронному состоянию). Как видно из фотографии, расстояния между соседними полосами последовательности Ау = — 2, например, равны примерно 50 А расстояние между ближайшими полосами соседних последовательностей больше, для Ау = —2 и Аг = —1 оно равно примерно 230 А. При увеличении частоты полосы сгущаются в соответствии со сгущением колебательных уровней при у оо и в конце концов переходят в континуум, связанный с диссоциацией молекулы. [c.265]

Для возможности принять частицы жидкости, отмеченные наличием примеси, за жидкие частицы в смысле 9 прежде всего необходимо, чтобы примесь была пассивной (т, е. не влияла бы на движение среды) и двигалась бы в потоке со скоростью, практически совпадающей с мгновенной скоростью течения в соответствующей точке. Отсюда, в частности, вытекает, что частицы примеси должны быть достаточно мелкими (меньшими по линейным размерам, чем те расстояния, на которых может хоть сколько-нибудь. заметно измениться скорость и Х,1)) и столь близкими по удельному весу к окружающей среде, чтобы ни гравитационное осёдание примеси, ни ее всплывание вверх под действием архимедовой силы не играли бы существенной роли. Разумеется, даже и в этом случае частицы примеси все равно не будут полностью тождественны идеальным жидким частицам . В самом деле, любая примесь может рассеиваться и в результате молекулярной диффузии или брауновского движения, связанных с тепловым движением молекул среды, в то время как на жидкие частицы (представляющие собой фактически математические точки непрерывной среды, подчиняющейся уравнениям гидромеханики) молекулярное движение не оказывает никакого влияния. Это обстоятельство (о котором мы еще будем подробнее говорить в п. 10,2) имеет, однако, лишь второстепенное значение и в большинстве случаев им вполне можно пренебречь. [c.506]

Атмосферы К. состоят из иейтральпого газа, илазмы и пыли. Плотность кометной атмосферы зависит 0-г г и расстояния от ядра Д. Атмосферы нестационарны и резко неоднородны. Типичное зиачеиие концентрации молекул (гл. обр. Н О) у ледяной поверхности ири г=1 а. е. порядка 10 см и убывает с удалением от ядра но закону или быстрее. В радиусе носк. тыс. км происходит распад вышеназванных родительских молекул с образованием наблюдаемых радикалов j, С3, N, NH2, NH, ОН, СН, S , а также ионов С0+, СО , СН +, и 0Н+. Продукты распада зато.м, в свою очередь, распадаются (прибл. за сутки) на отд. атомы и перестают излучать в видимом диапазоне (кроме атома кислорода). [c.427]

РАДИОМЕТРИЧЕСКИЙ ЭФФЕКТ — возникновение силы отталкивания между двумя поверхностями, поддерживаемыми при разных темп-рах T. п Т > Т ) и помещёнными в разреженный газ. Отталкивание объясняется тем, что молекулы газа, ударившись о 1-ю поверхность, отскакивают с более высокой кинетич. энергией, чем молекулы, провзаимодействовавшие со 2-й поверхностью. В результате поверхность холодной пластины, обращённая к горячей, бомбардируется частицами, имеющими в ср. больший импульс, чем др. её сторона. Благодаря разнице импульсов, передаваемых при ударе молекул протнаоположны.м стенкам пластины, возникает сила отталкивания. При достаточном разрежении газа, т.е, когда длина свободного пробега молекул превышает расстояние между пластинами, сила отталкивания, приходящаяся яа единицу площади пластины, равна [c.223]

Физические состояния полвмер<ш. В зависимости от температуры и механических воздействий полимеры могут находиться в жидком или твердом агрегатном состоянии, аморфном или кристаллическом фазовом состоянии. Существует структурное и термодинамическое понятие фазы. С точки зрения структуры фазы различаются порядком во взаимном расположении молекул, от которого зависит энергия межмоле-кулярного взаимодействия и подвижность элементов структуры. В жидком фазовом состоянии (см. подразд. 1.2) находятся жидкости и аморфные (стеклообразные) твердые тела. Для них характерно упорядоченное расположение частиц на расстояниях, соизмеримых с размерами молекул (о такой структуре говорят имеет ближний порядок ). Для кристаллического состояния полимеров характерно наличие дальнего порядка в расположении их макромолекул. Структуру стеклообразных полимеров рассматривают как переохлажденное структурно-жидкое состояние. Оно термодинамически не стабильно, но практически вполне устойчиво. Некоторые полимеры отличаются способностью перехода из этого состояния в частично кристаллическое со смешанной структурой. [c.63]

Выделим в потоке два соседних слоя, параллельных плоскости XZ, движущихся со скоростями о и v-j-dv (фиг. 177). Расстояние между наружными границами этих слоев dy для простоты рас-суждений возьмем равным средней длине I свободного пробега молекул при таком выборе dij молекулы, переходящие из одного слоя в другой, будут иметь в среднем одно столкновение с молекулами другого слоя и, таким образом, изменят свое количество движения до величины, присущей молекулам другого слоя. На общей границе двух рассматриваемых слоев выделим элементарную площадку dS и подсчитаем излгенение количества движения этих слоев за единицу времени, происходящее от диффузии молекул сквозь площадку dS. Обозначим среднее количество молекул в единице объема газа через N, их среднюю скорость—через с. [c.438]

В параллелепипеде йп покоятся йЫ — йо й<а точек. Назовем их снова точками Кроме того, в нем движется fйoй(a точек (точки т) со скоростью в направлении которое мы назовем коротко направлением Число, обозначенное выше через показывает, как часто в течение времени М точка т подходит к точке настолько близко, что расстояние между ними становится меньше о. При этом, конечно, снова предполагается молекулярно-неупорядоченное, т. е. совершенно беспорядочное, распределение точек т и Для того чтобы не быть вынужденными учитывать такие пары молекул, которые сталкиваются, т. е. взаимодействуют как раз в момент начала или окончания промежутка М, мы предположим еще, что промежуток й1, хотя и очень мал, но все же велик по сравнению с длительностью одного столкновения, точно так же как йо, хотя и очень мало, но все-таки содержит очень много молекул. [c.136]

Изложенная картина О. с. иосит феноменологич. характер среды считаются непрерывными и описываются макроскопич. параметрами (показатель преломления, диэлектрич. проницаемость и т. п.). Микроскопич. теория, основанная на атомистич. представлениях, призвана обосновать такой подход и указать границы его применимости, связать е со свойствами отдельных атомов или молекул, состав ляющих среду. Молекулярная теория О. с. исходит из следующего среда считается набором частиц (атомов, молекул), расположенных в вакууме падающая световая волна вызывает колебания в частицах, в результате чего они излучают волны, когерентные с цадающей вторичная волна одного атома, в свою очередь, действует на другие атомы и вызывает их дополнительное излучение интерференция всех этих волн с падающей должна объяснить явления преломления и О. с. Если расстояние между частицами значительно меньше Я и если плотность числа частиц одинакова во всех точках объема среды , то расчет по молекулярной теории приводит к тем же выводам, что и феноменологич. теория. Именно, в среде вторичные волны гасят падающую волну и создают преломленную вне сроды интерференция вторичных волн приводит к образованию отраженной волны с френелевской амплитудой. Если расстояние между частицами сравнимо с Я (практически это имеет место в рентгеновской области), то феноменологич. теория неправомерна и необходим иной подход (см. Дифракция рентгеновских лучей). Тепловое движение молекул обусловливает нарушение словия постоянства плотности частиц и приводит к новому явлению — молекулярному рассеянию света. [c.567]

Член /5У (У- -1) в формуле (1,1), так же, как и при рассмотрении двухатомных молекул, обусловлен нежесткостью молекулы. По сравнению с BJ J- --1) этот член всегда чрезвычайно мал. Он характеризует влияние центробежной силы, приводящей при вращении молекулы к очень незначительному увеличению расстояния между ядрами. В двухатомных молекулах постоянная О связана с постоянной В и частотой колебаний со (приближенно считая колебания гармоническими) простым соотношением [c.26]

Члены с коафициентом /Зуд- обусловливают очень малое расщепление каждой линии на составляющие, характеризующиеся различными К- Такую структуру, однако, еще не удалось разрешить. Усреднение членов с коэфициентами Ьуд- и Dj приводит к небольшому систематическому изменению расстояний между последовательными линиями, а такмсе к тому, что четные линии ветвей / уже не совпадают в точности с линиями 5. Последнее обстоятельство, хотя тоже не приводит к заметному расщеплению, но проявляется в том, что нечетные линии R не расположены точно посредине между соседними линиями S. Это видно нз табл. 6, которая также ясно показывает систематическое изменение расстояний между линиями. Учитывая поправочные члены, Льюис и Гаустон [576] получили из экспериментально наблюденных комбинационных частот, приведенных в табл. 6, для вращательной постоянной В значение 9,92 см", которое очень хорошо совпадает со значением 6=9,945 m S полученным из инфракрасного вращательного спектра (см. стр. 46). Такое количественное совпадение, а также качественная структура спектра (в частности, появлений лишь линий, для которых ДЛ =0) с несомненностью показывает, что молекула NHj является симметричным волчком, ось которого совпадает с осью симметрии (осью симметрии третьего порядка). [c.49]

Переходы Е — А,. Если верхнее состояние комбинационной полосы тетраэдрической молекулы является дважды вырожденным, то могут появляться все пять ветвей, определенные условиями (4,88). В подобном случае можно ожидать, что структура полосы будет очень схожа со структурой полносимметричной комбинационной полосы симметричного волчка. Различие должно проявляться лишь в распределении интенсив-иостей линий, которое будет менее закономерным. До сих пор ни одна из таких полос не была наблюдена экспериментально. Так как ири колебании (е) не имеется колебательного момента количества движения, то расстояние между последовательными линиями Р, R и О, S ветвей должно равняться 2В и 46 соответственно. Вращательные линии в спектрах Hj, S1H4 и GeHj при более высоких значениях J должны расщепляться вследствие кориолисова взаимодействия с близким по частоте колебанием V4(/s). [c.487]

Примером несколько другого рода может служить переход Д — 2 + для молекулы точечной группы Соов- Если этот запрещенный электронный переход происходит с перпендикулярной компонентой дипольного момента (М у), то все остается по-прежнему, т. е. возможными будут переходы с Д Уг = 1, 3,. .., где Уг — квантовое число деформационного колебания. По-прежнему в спектре будут проявляться главным образом переходы с Д Уг = 11 если не очень велико взаимодействие типа Реннера — Теллера. Однако если переход происходит с параллельной компонентой дипольного момента (Мг, АК = 0), то возможны только переходы с Аи = 2, 4,. .., так как лишь в этом случае значения К в верхнем и нижнем состояниях могут быть одинаковыми (фиг. 2). Следовательно, для первой интенсивной полосы значение v будет равно 2, т. е. от строго запрещенной полосы 0 — 0 она будет удалена на расстояние, равное 2ш . Горячие полосы могут наблюдаться и с Лиг = 0 например, полоса 1 — 1 тина П — П доляша располагаться вблизи запрещенной полосы О — 0. Первой полосой в спектре флуоресценции, связанной с самым низким колебательным уровнем верхнего состояния (электронноколебательный тип симметрии Д ), будет полоса О — 2 типа А — Д, расположенная с длинноволновой стороны от полосы 0 — 0 на расстоянии 2сйг. Следует, однако, иметь в внду, что переход А — 2 с компонентой дипольного момента может происходить только в том случае, если состояние Д возмущено состоянием 2 (или наоборот). Такое возмущение обязательно должно быть слабым, так как симметрия состояний Д и 2 различается больше, чем на тип симметрии одного нормального колебания (гл. I, разд. 2, г и гл. II, разд. 1, б,у). И действительно, подобных примеров пока не обнаружено. [c.180]

Выше уже указывалось, что в тексте не дано точного определения содержания понятия объединенный атом или объединенная молекула , что приводит к серьезным трудностям, в особенности прп рассмотрении уровней анергии объединенного атома (или объединенной молекулы ) и уровней энергии рассматриваемой молекулы или системы разделенных атомов. Здесь возникают трудности следующего рода. Энергия некоторого электронного состояния молекулы складывается из средних значений следующих видов энергии кинетической энергии электронов, энергий ядерно-ядорного, электронно-ядерного и электронно-электронного взаимодействий. Очевидно, что интересной физической проблемой является сопоставление реальных уровней энергии различных электронных состояний молекулы (и при разных ядерных конфигурациях), включая все перечисленные выше ее составляющие, с уровнями энергии объединенного атома (или объединенной молекулы ), с одной стороны, и системы разделенных атомов, с другой. При переходе от реальной рассматриваемой молекулы к объединенному атому (или объединенной молекуле ) ядра сближаются и ядсрно-ядорная энергия при расстояниях между ядрами порядка —10"1з А проходит через максимум, который можно считать бесконечно большим по сравнению со значениями других составных частей энергии электронного состояния молекулы. Далее при полном слиянии ядер ядерно-ядерная энергия может резко изменяться, принимая значение, существенно отличное как от ее значения для равновесной конфигурации молекулы, та1 и от оо значения для бесконечно удаленных разделенных атомов (равного нулю). [c.317]

Согласно равенству (111,87), при удалении двух ядер друг от друга с вероятностью, равной 50%, получатся два иона А + В+ или А+ + В и с вероятностью, равной лишь оставшимся 50%, получатся два нейтральных атома А В. В действительности же диссоциация молекулы АВ на ионы требует в общем гораздо большей затраты энергии (для молекулы Hg на 13 эв больше), чем диссоциация на нейтральные атомы, и, следовательно, диссоциация на ионы явно не будет происходить нри адиабатическом удалении ядер друг от друга. Что касается метода валентных связей, то он приводит к выводу о диссоциации только на нейтральные атомы. Следовательно, при больших межъядерных расстояниях метод дает гораздо лучшее приближение. Тем не менее метод валентных связей не дает столь естественного описания поведения волновой функции нри малых расстояниях, какое получается в теории молекулярных орбиталей. Тот факт, что в методе молекулярных орбиталей переоцениваются ионные члены, может быть высказан и другими словами в этом методе не учитывается корреляция электронов. Работы последних лет по уточнению молекулярно-орбитальной теории связаны с проблемой соответствующего учета корреляции электронов, т. е. того факта, что мгновенное поле, действующее па данный электрон, не совпадает со средним (самосогласованным) нолем, используемым в методе Хартри — Фока (см., например, работы Лёвдина [780], Крауса [692] и Клементи [206]). [c.391]

В спектрах молекул НгО и H2S большинство других систем полос, обусловленных электронными переходами с более высоких состояний, имеет сравнительно слабо развитую колебательную структуру. Полоса О — О первого члена npai Bi серии Н2О недавно была сфотографирована на приборе с высокой разрешающей силой и детально проанализирована Джонсом [631]. На фиг. 112 приведена спектрограмма этой полосы. Выполненный Джонсом анализ простой ридберговской серии со слаборазвитой колебательной структурой показал, что в ридберговских состояниях расстояние X — Ни угол Н — X — Н лишь незначительно отличаются от соответствующих величин в основном состоянии, и, следовательно, симметрия Сгс остается неизменной. [c.501]

В таблицы включены лишь молекулы, спектры которых исследованы в газовой фазе. Для молекул, имеющих только непрерывные спектры поглощения, в общем случае не приводится детальный перечень электронных состояний, а даются лишь ссылки на одну или две последние работы. То же самое относится и к нескольким другим молекулам, сведения о которых весьма ограничены. Во всех остальных случаях в таблицах систематизированы все известные электронные состояния молекул (обозначенные, как указано в вводной части гл. V), за исключением самых высоких ридберговских состояний, для которых приведены сериальные формулы. Для каждого состояния в таблицу включены следующие данные точечная группа симметрии, энергия возбуждения То, отсчитываемая от нижнего состояния (а не значение Те, как в томе I для двухатомных молекул),частоты колебаний Vj, вращательные постоянные А о, Во, Со и геометрические параметры (межатомные расстояния и углы). В тех случаях, когда это было возможным, для трех- и четырехатомных молекул дополнительно приведена электронная конфигурация, соответствующая каждому состоянию. И наконец, таблицы содержат сведения о наблюдаемых электронных переходах и областях длин волн, в которых они расположены, а также ссылки на соответствующие литературные источники. При обозначении электронных переходов (в соответствии с правилами, принятыми на основании международного соглашения) верхнее состояние всегда записывается первым вне зависимости от того, наблюдается ли данный переход Б поглощении (<—) или в испускании (— ). [c.593]

Если отвлечься от диссипативных процессов вязкости и теплопроводности, то уравнения газовой динамики, так же как и формулы, описывающие термодинамические свойства вещества, не содержат никаких характерных длин и времен. Единственные масштабы длины и времени у газа — это длина и время свободного пробега молекул, с которыми связаны коэффициенты вязкости и теплопроводности. Однако этими масштабами могут характеризоваться лишь микропроцессы, протекаюнще на расстояниях и за времена свободного пробега молекул, но не макроскопические движения. Вещество обладает размерным параметром — скоростью звука, которая входит наряду со скоростью вещества в описание газодинамиче- ских течений. Таким образом, если начальные и граничные условия задачи не содержат характерных длин и времен, движение может зависеть от координаты и времени, взятых только в комбинации xlt, имеющей размерность скорости. Именно такова рассматриваемая задача о волне разрежения, возникающей под действием поршня, выдвигающегося из газа с постоянной скоростью W. Начальные и граничные условия вносят только масштабы скорости q ти w (и, конечно, масштабы плотности Qo и давления ра, но не масштабы длины или времени )). [c.42]

Строго говоря, в силу атомно-молеку-лярного строения. любого вещества, таких физических тел нет. На самом деле, когда речь идет о физическом теле как сплошной среде, свойство сплошности предполагается выполненным приближенно, при условии малости характерного масштаба молеку.лярных процессов по сравнению с минимальным масштабом изучаемого взаимодействия со средой. Эти масштабы раз.личны для разных условий. Например, среднее расстояние мезду частицами (молекулами) воздуха вблизи земли [c.38]

Флуоресцентный перенос энергии — это перенос энергии возбужденного состояния от донора й к акцептору а. Ои происходит без промежуточного испускания фотонов и является в основном результатом диполь-дипольных взаимодействий между донором и акцептором. Скорость переноса энергии зависит от степени перекрывания спектра испускания донора со спектром поглощения акцептора, относительной ориентации дипольных моментов переходов и расстоя1-1ия между молекулами. Именно эта зависимость от расстояния привела к широкому использованию переноса энергии для измерения расстояний между донорами и акцепторами. Для таких измерений необходимо, чтобы пара й - а была разделена расстоянием, которое но изменялось бы за время жизни возбужденного состояния донора, В дополнение к этому мы также рассмотрим применение переноса энергии для онроделения распределения расстояний между парами й - а, скорости взаимной диффузии с/ и а и расстояния максимального сближе[шя. Зависимость флуоресцентного переноса энергии от всех перечисленных факторов обеспечивает значительные возможности использования метода для биохимических исследоваЕшй. [c.306]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...