Интенсивность линий вращательной структуры

Прежде чем применять этот метод, необходимо убедиться в отсутствии реабсорбции. Кроме того, следует указать, что в тех случаях, когда составляющие мультиплета имеют общий верхний уровень, результаты будут более надежны. Если же составляющие мультиплета имеют различные верхние уровни энергии, то метод применим только при наличии известного, в частности, больцмановского, распределения ато мов или ионов по этим уровням. Метод мультиплетов является вспомогательным. Он применим только после его предварительной проверки другими методами. Отношение интенсивностей в некоторых мультиплетах N I, А1 1П, 51 IV и других ионов проверялось в ряде работ [43—45] и оказалось в хорошем соответствии с теорией. Отношение интенсивностей компонент мультиплета может быть измерено с помощью приемника с известной, например, линейной, характеристикой. (В широком диапазоне такую характеристику имеет ФЭУ.) Измеренное (не теоретическое) отношение интенсивностей позволяет найти наклон характеристической кривой [46]. Вместо измерения интенсивностей линий мультиплета можно измерять относительные интенсивности линий вращательной структуры молекулярных полос, например, водорода [42]. [c.241]

Указанная зависимость между температурой излучающих молекул и интенсивностью линий вращательной структуры мо- [c.373]

При регистрации спектров, особенно узких линий вращательной структуры, спектральный прибор может существенно искажать спектр. В результате теряется разрешение, уменьшается интенсивность линий, смещается. максимум линии, искажается ее контур и т. д. Степень искажения спектра зависит не только от [c.127]

На полученном спектре определите положение наиболее интенсивной полосы с неразрешенной или частично разрешенной вращательной структурой. Затем запись повторяется, по только в более узкой области полосы поглощения (ее можно согласовать с преподавателем) на малой скорости с точной отметкой макси-.мумов линий вращательной структуры. [c.186]

Некоторые исследователи, как например В. К. Прокофьев, Н. Н. Соболев и другие, изучали возможность измерения температур пламени по отношению интенсивностей излучения линий вращательной структуры молекулярных полос. Интенсивность этих линий при термическом возбуждении зависит от температуры, от квантовых чисел соответствующих энергетических уров-ней и от некоторых постоянных параметров излучающей молекулы. Характер этой зависимости в настоящее время принципиально изучен, и ее применение для измерения температур пламени теоретически обосновано. [c.373]

Безразмерная вероятность pj j определяет распределение интенсивности в линиях вращательной структуры внутри данной полосы Bv Av". В квантовой механике молекулы доказывается, что pj j подчиняется правилу сумм [c.272]

Атомы и молекулы, образующиеся в пламени в результате химических реакций, обычно оказываются в возбужденном состоянии. Преимущественная заселенность каких-либо энергетических состояний приводит к аномально большой интенсивности излучения некоторых линий или полос. Энергия частиц может быть передана при соударениях другим атомам или молекулам и в свою очередь может вызвать аномальное распределение их по возбужденным состояниям. Например, температура, измеренная по вращательной структуре полосы ОН (Х = 306,4 нм), светящейся в зоне реакции бунзеновского пламени, оказывается близкой к. 5000 К. При использовании линий других частиц в этой же зоне можно получить иные температуры. Это доказывает, что в зоне реакции пламени излучение нельзя однозначно характеризовать температурой. [c.253]

Как видно, изучение спектров двухатомных молекул является важным подспорьем при определении свойств ядер. Во-первых, существенной является возможность получить верный критерий того, равен ли момент / данного ядра нулю или нет выпадение каждой второй линии во вращательной структуре молекулярной полосы с несомненностью указывает на равенство нулю ядерного момента I. Изучение линий атомного спектра такого критерия не дает. Отсутствие сверхтонкой структуры линий еще не является гарантией того, что для ядра исследуемого атома 7 = 0, Ширина расщепления зависит от величины магнитного момента ядра x , и при малом его значении структура может оказаться за пределами разрешающей способности применяемой аппаратуры. Наконец, изучение сверхтонкой структуры атомных линий не дает сведений о том, какой статистике подчиняются ядра чередование же интенсивностей вращательных линий в полосах двухатомных молекул позволяет решить и этот вопрос. [c.579]

Температуры пламен, имеющих в спектре полосы излучения, можно измерить по энергии вращательного движения молекул. Этот метод аналогичен методу относительных интенсивностей. Для его осуществления выбираются две или несколько линий тонкой вращательной структуры полос. Интенсивность каждой такой линии характеризуется выражением [c.421]

В случае молекул точечной группы 1)зн, а также аналогичных молекул с плоскостью симметрии, перпендикулярной оси третьего или более высокого порядка, в отдельных ветвях подполосы (+/), К = 1 происходит чередование интенсивности, так как уровни Л) и Л 2 имеют различные статистические-веса в зависимости от величины ядерного спина одинаковых ядер. Однако-в каждой из двух ветвей, на которые расщепляется данная ветвь из-за удвоения -типа, чередование интенсивности происходит противоположным образом. Поэтому чередование интенсивности не будет наблюдаться до тех пор, пока не будут разрешены компоненты атого удвоения. Если в ветвях такой пары отсутствуют чередующиеся линии, то в результате будет наблюдаться одна ветвь с одиночными линиями, но с колебанием вращательной структуры аналогично тому, как это происходит в полосах П — П симметричных линейных молекул с нулевым ядерным спином одинаковых ядер. Амплитуда изменения интенсивности при чередовании зависит от числа одинаковых ядер и их спина точно так же, как в подполосах с К = О переходов А — А (см. выше). [c.239]

Наиболее длинноволновая область поглощения СН3 расположена вблизи 2160 А. Для этой области поглощения характерны два диффузных максимума. Соответствующая полоса в спектре поглощения СВз, расположенная при 2140 А, имеет гораздо более четкий контур с частично разрешенной тонкой структурой (фиг. 96). К этой полосе примыкают три очень слабые полосы как со стороны длинных, так и со стороны коротких длин волн. Наличие в системе единственной интенсивной полосы указывает на то, что конфигурация молекулы в верхнем и нижнем электронных состояниях должна быть практически одной и той же. Тонкая структура полосы может быть полностью объяснена, если полоса является параллельной полосой симметричного волчка (фиг. 97). Чередование интенсивности линий в полосе и, в частности, очень низкая интенсивность линии Л (0) свидетельствуют о том, что по крайней мере в одном из двух участвующих в электронном переходе состояний молекула имеет плоскую конфигурацию, так как чередование интенсивности линий в подполосе ЛГ = О (фиг. 97) может наблюдаться только в случае симметрии 1>з . Таким образом, анализ распределения интенсивности в колебательной и вращательной структуре рассматриваемой системы приводит к выводу, что молекула должна иметь плоскую структуру в обоих электронных состояниях, участвующих в переходе. Следует, правда, отметить, что нельзя исключить возможность того, что структура молекулы СН3 слегка отклоняется от плоской конфигурации, но лишь в пределах, оставляющих возможность для появления инверсионного удвоения, столь большого по величине, что в спектре поглощения наблюдается лишь одна инверсионная компонента. [c.523]

На характер колебательно-вращательной структуры полос молекул всех типов, положение центров линий, их форму и интенсивность существенное влияние оказывают взаимодействия колебательного и вращательного движений молекул, межмолекулярные взаимодействия в ансамбле молекул, резонансные возмущения уровней, силы Кориолиса. Корректный учет всех этих эффектов представляет собой весьма сложную и трудную задачу (см. гл. 2). [c.11]

При этом комбинационный спектр состоит из трех ветвей 3( 1 = +2), Q(AJ = 0) и 0(Л/ = —2)—и чисто вращательной структуры с центром около возбуждающей длины волны (при Ау = 0). в работе [83] выполнены теоретические расчеты распределения колебательно-вращательных комбинационных линий в спектре молекулы N2 при 300 К и Аи = - -1 (стоксов сдвиг). Результаты расчетов приведены на рис. 3.21. По оси ординат отложены значения дифференциального сечения рассеяния для каждой из комбинационных компонент, соответствующих колебательному переходу у==0->1. Все линии р-ветви (А/ = 0) лежат очень близко друг к другу и обычно не могут быть разрешены спектральным прибором. 5- и 0-ветви (А/ = 2) хорошо разделены и проявляются в виде боковых полос интенсивной линии с А/ == 0. Следует отметить, что хотя вариации температуры влияют на интенсивность 5- и 0-ветвей, влияние на О-ветвь часто оказывается пренебрежимо малым. [c.120]

При малых значениях J интенсивность линий вращательной структуры определяется главным образом членом 27+2 и частотой V, т. е. она возрастает с увеличением /, однако при больших значениях главенствующую роль начинает играть экспоненциальный член и интенсивность линий нач шает убывать (см. 8). Значение J для максимума интенсивности можно приближенно оценить, продифференцировав выражение (8.4) по / и приравняв dNildJ нулю [c.62]

На рнс. 1.23 видно распределение интенсивностей линий вращательной структуры в колебательно-вращательных спектрах. Оно характерно тем, что с увеличением вращательного квантового числа I интенсивность линий вращательной структуры в Р-и Р-ветвях сначала возрастает, а потом постепенно падает. Такое распределение интенсивностей связано главным образол с заселенностью вращательных состояний (см. 8 и рис. 1.13, в). При увеличении температуры газа заселенность состояний с большими ] увеличивается и соответственно максимумы интенсивностей в Р- и Р-ветвях смещаются в разные стороны от центра полосы. При этом число наблюдаемых линий вращательной структуры увеличивается, а интенсивность линий в максимуме падает. Квантовое число максимума интенсивности оценивается но той же формуле (11.11), что и для чисто вращательного спектра. На [c.66]

Благодаря различным статистическим весам состояний интенсивности линий во вращательной структуре полосы чередуются. Отношение интенсивностей двух последующих линий вращательной структуры равно отношению статистических весов gjgp. Таким образом, по чередованию интенсивностей можно по формуле (1) определить значение момента ядра /. При этом, если более интенсивны четные состояния, то ядра подчиняются статистике Бозе-Эйнштейна, если нечетные — статистике Ферми — Дирака. [c.579]

Формулы (7.14) и (5.53) уже достаточно просты, чтобы их люжно быяо легко сравнивать с экспериментом. К сожалению, однако, для воды экспериментальные данные по интенсивностям отсутствуют, ибо в парах интенсивность колебательных переходов распределена по бесчисленному количеству линий вращательной структуры. Спектр значительно упрощается, если воду растворить в малой концентрации в инертном растворителе. Однако и в этом случае наблвдаются вращательные крылья, которые чрезвычайно затрудняют разделение линий симметричных и антисимметричных колебан]й (см. главу 10). Поэтому мы приведем данные эксперимента по валентным колебаниям А / -груп-пы в соединениях растворенных в разных растворителях. Мо- [c.129]

На практике часто осуществляется случай, когда вращательная структура молекулярного спектра разрешена лишь на хвосте колебательной полосы. В голове же полосы вращательные линии сливаются, наложившись друг на друга, во-первых, из-за сгущения линий вблизи вершины параболы Фортрата (рис. 87), во-вторых, из-за значительной величины спектральной ширины щели прибора и конечной ширины самих линий. Учитывая все факторы, приводящие к взаимному наложению вращательных линий в голове полосы, можно прийти к формуле, связывающей температуру Т плазмы с максимальными интенсивностями голов полос [c.246]

Теоретическое распределение интенсивностей во вращательном спектре отличается от распределения в линейных молекулах, так как в рассматрибаемом случае каждая линия состоит из У-]- 1 составляющих, число которых растет с увеличением квантового числа У. Существенные черты этого распределения интенсивностей показывают верхние кривые фиг. 10. Отношение интенсивностей линий с высокими значениями У и линий с низкими значениями У больше, чем для линейных молекул (у которых К=0). Кривые с низкими значениями У имеют точку перегиба. В сериях линий с неразрешенной структурой нет чередования интенсивностей, даже при наличии одинаковых ядер, однако для составляющих каждой линии интенсивности чередуются интенсивная, слабая, слабая, интенсивная... в случае молекул с осями симметрии третьего порядка. [c.44]

Вода, Н2О. Изучение интенсивного инфракрасного вращательного спектра, а также структура этого спектра (см. гл. I) вместе со структурой вращательно-колебательного спектра (см. гл. IV) однозначно приводят к выводу, что молекула HjO не линейна. Этот вывод находится в согласии и со структурой колебательного спектра. В комбинационном спектре водяных паров имеется одна интенсивная линия с частотой 3654,5 см (Джонстон и Уолкер [475], Ренк, Ларсен и Борднер [716], Бендер [135]). Она соответствует, очевидно, симметричному колебанию (фиг. 25, а), так как комбинационные линии для несимметричных колебаний должны быть слабыми. С другой стороны, частота 3654,5 весьма близка к частоте колебания радикала ОН (AGj = 3568,4) и поэтому не может принадлежать второму симметричному колебанию Vj, т. е. изменению угла между связями ОН. Наблюдались или не наблюдались другие комбинационные частоты водяных паров пока еще не ясно. [c.304]

Весьма существенно, что в случае молекул H l, Н О и молекул с меньшими интервалами между вращательными линиями спектр жидкости не является простым видоизменением спектра газа, при котором происходит лишь расширение каждой линии тонкой структуры, вызывающее диффузность полосы. Одновременно происходит и резкое изменение распределения интенсивностей. Так, например, в то время как для газообразного НС1 при обычных давлениях мы имеем инфракрасные полосы с двумя ветвями Р и / отделенными друг от друга нулевым промежутком, а при более высоких давлениях не менее двух максимумов, то в жидком состоянии мы получаем только один сравнительно резкий максимум (во всяком случае не менее резкий, чем максимумы Р vi R в полосах газа). Это иллюстрируется фиг. 173, взятой из работы Веста [918]. Другим примером является этан С Н, , для которого в газовой фазе во многих полосах обнаружено по три максимума, по всем признакам соответствующим ветвям Р, Q к R (см. табл. 123) в то же время в жидком (и твердом) состоянии, а также в растворе в каждой полосе имеется только один значительно более резкий максимум (см. Лебернайт [561], Фокс и Мартин [328]). Аналогично этому, в комбинационном спектре большинства жидкостей мы наблюдаем не просто неразрешенную вращательную структуру с максимумами по обе стороны от несмещенной линии (как для газа при низких давлениях), а непрерывное падение интенсивности по мере удаления от этой линии. Такая картина наблюдается как для жидкости, так и для газа при очень высоких давлениях. На фиг. 174 в качестве иллюстрации приведено полученное ВеНлером [914] [c.562]

Вывод о плоском строении молекулы NH3 в состоянии А подтверждается также характером вращательной структуры полос в спектре ND3 (Дуглас [294]). Линии R (0) в полосах с = О имеют очень высокую интенсивность, в то время как эти же линии в полосах с 2 = 1 чрезвычайно слабы, как и следует ожидать для молекулы, имеющей в верхнем состоянии плоскую структуру. В этом случае линия R (0) присутствует только в подполосе А = О, а для подполос К = О плоской молекулы высокая интенсивность четных или нечетных уровней (в /-структуре) зависит от того, является ли возбужденное состояние состоянием тина А или A i. Принимая во внимание, что линия R (0) имеет У = 1, можно сделать вывод, что уровень v = О относится к электронно-колебатель-ному состоянию А 2 и, следовательно, электронное состояние А является состоянием типа А 2- В согласии с этим Дресслер [307] обнаружил, что в спектре поглощения NH3, замороженного в аргоновой матрице при 4,2° К, присутствуют только чередующиеся полосы, поскольку в нижнем состоянии для четырех значений v имеются только уровни J = о, а в верхнем — уровни с / = 1 (или их аналоги в твердом состоянии). [c.525]

Течение газа в цилиндрическом канале сопровождается образованием структуры, состоящей из двух вращательно-поступательных потоков. По периферии движется потенциальный (первичный) вихрь. Центральную область занимает вторичный вихрь с квазитвердой закруткой, образующейся из масс газа, втекающих из окружающей среды. Вблизи оси поступательная составляющая скорости вторичного вихря имеет противоположное первичному направление. При некоторых условиях течение в вихревом генераторе звука (ВГЗ) теряет устойчивость, в результате чего возникают интенсивные пульсации скорости и давления, которые распространяются в окружающую среду в виде звуковых волн [96]. Источником звуковых волн при этом считается прецессия вторичного вихря относительно оси ВГЗ. Пульсации скорости и прецессию ядра наблюдали визуально в прозрачной трубке с помощью вводимого красителя [94]. При нестационарном режиме угол наклона винтообразной линии тока периодически менялся по величине точно в соответствии с углом поворота прецессирующего ядра. [c.118]

При радиоактивных распадах конечное ядро может оказаться не только в основном, но и в одном из своих возбужденных состояний. Например, в у-распаде, как мы увидим ниже, это является скорее правилом, чем исключением. Однако исключительно резкая зависимость вероятности а-расиада от энергии приводит к тому, что расп Д з1 на возбужденные уровни дочернего ядра обычно идут с очень низкой интенсивностью, потому что при возбуждении дочернего ядра уменьшается энергия а-частицы. Экспериментально удается наблюдать только распа,ды на вращательные уровни, имеющие относительно низкие энергии возбуждения (см. гл. И, 7). Распады на возбужденные уровни приводят к возникновению тонкой структуры энергетического спектра вылетающих а-частиц. В качестве типичного примера рассмотрим распад изотопа плутония 4Рц238, имеющего период полураспада Ti/ = 90 лет и испускающего а-частицы с энергией 5,5 МэВ. Точные измерения энергетического спектра вылетающих а-частиц показывают, что 72% частиц имеют энергию 5,49 МэВ, а около 28% частиц имеет энергию на 43 кэВ меньше. Наблюдаются также небольшие группы частиц с энергиями на 143, 296 и 803 кэВ меньше энергии основной группы частиц. На рис. 6.8 изображена схема этого распада. Дочернее ядро несферично (как и все ядра с Z > 86) и имеет четко выраженную полосу вращательных уровней 0 (основной), 2 , 4+, 6 , 8+. Альфа-распад идет на все эти уровни. На косых линиях, обозначающих разные распады, указаны вероятности соответствующих [c.226]

Из фиг. 120 сразу же видно, что для молекул, принадлежащих к точечной группе Сз ,, в случае, когда нельзя пренебречь инверсионным удвоением, каждая линия каждой подполосы удвоена, за исключением линий подполосы с АГ= О, при спине одинаковых ядер, равном О или /2> которые обнаруживают попеременное смещение в сторону длинных и в сторону коротких волн. Дублетное расщеплен 1е линий равно сумме дублетного расщепления верхнего и нижнего уровней. Подобные параллельные полосы были наблюдены для молекул NHз и КОд, На фиг. 126 показана тонкая структура основной полосы V, молекулы NHз согласно наблюдениям Деннисона и Гарди [281]. В верхней части фиг. 126 показана теоретическая структура и распределение интенсивности. Они находятся в полном согласии с результатами наблюдения. Аналогично случаю вращательного спектра неравные интенсивности обусловлены тем, что приЛ =0 попеременно выпадает верхний и нижний уровни (см. фиг. 120). При больщих значениях J, когда линии ряда подполос сливаются в одну линию , такое выпадбние уровней играет весьма малую роль, однако оно имеет весьма существенное значение при малых У. В частности, в первой линии ветви Р и / одна из составляющих вовсе отсутствует, так как играет роль только составляющая с 0. [c.451]

В качестве примера полосы типа В сильно асимметричного волчка мы воспроизводим на фиг. 157 полученную Нильсеном [665] тонкую структуру обертона 2Vij(Aj) молекулы H.jO. На этой же фигуре приведен спектр, вычисленный при определенных значениях вращательных постоянных верхнего и нижнего состояний. В отличие от полос типа А здесь серии, соответствующие переходам, затрагивающим два наиболее высоких и два наиболее низких уровня каждой совокупности уровней с данным значением J, уже не выделяются среди остальных переходов, и поэтому структура полосы еще более сложна, чем в случае полос типа А. В качестве примеров полосы типа В молекулы, близкой к симметричному волчку, мы приводим на фиг. 158 и фиг. 159 тонкую структуру основных полос V4(6j) и Vj( s ) молекул Hj O и С.2Н4. Они хорошо соответствуют теоретическим спектрам в верхней части фиг. 156. В данном случае мы имеем в основном серию почти равноотстоящих линий, которые представляют собой неразрешенные ветви Q подполос перпендикулярной полосы. Расстояния между последовательными линиями приближенно равны 2А. В противоположность перпендикулярным полосам строго симметричных волчков (см. фиг. 128) полоса Hi на фиг. 159 имеет минимум интенсивности вблизи начала полосы, что согласуется с фиг. 156 и указывает на отклонение от [c.508]

Наконец, если молекула, близкая к симметричному волчку, имеет симметрию Vf , а ось X (ось С — С в молекуле С.2Н4) совпадает с осью а, то из фиг. 154 (обозначения типов симметрии, приведены в скобках) непосредственно следует, что в нижнем состоянии вращательные уровни с четными значениями К принадлежат к типам симметрии Д и В ъъ. исключением уровней К=0, которые принадлежат к типам А В попеременно), а вращательные уровни с нечетными значениями К принадлежат к типам симметрии В, и В . В верхнем состоянии отнесение уровней будет обратным. Поэтому отношение интенсивностей последовательных подполос (ветвей Q) в полосах типа В должно в основном определяться отношением суммы статистических весов уровней А и 3 к сумме статистических весов уровней 5, и В . Для молекулы С2Н4 это отношение равно 10 6 (см. табл. 11) ). Именно такое чередование интенсивностей хорошо заметно в наблюденной тонкой структуре основной полосы молекулы С2Н4, приведенной на фиг. 159. Линии, соответствующие четному значению К, более интенсивны. Отношение интенсивностей для соответствующей полосы молекулы должно равняться 45 36. [c.510]

Перпендикулярные полосы. Для перпендикулярных полос молекул типа слегка асимметричного волчка существует правило отбора АК = +1. Помимо этого, должны соблюдаться правила отбора для симметрии (11,97) — (11,99) и электронно-колебательно-вращательные правила отбора, приведенные в табл. 15. На фиг. 106 подробно объясняется структура перпендикулярной полосы аналогично тому, как это б].1Ло сделано на фиг. 99 в случае симметричного волчка. Для простоты было принято, что А =А", В -= В" и С = С". Для построения схемы полосы были использованы уровни совершенно жесткого асимметричного волчка, для которого х = —0,95. Относительные интенсивности были взяты из таблиц Кросса, Хайнера и Кинга [257] для температуры 300° К. Сравнив фиг. 106 с фиг. 99, можно увидеть, что внешний вид грубой структуры (A -структуры) совершенно такой же, как и в случае настоящего симметричного волчка. Если, как мы это и сделали, считать одинаковыми вращательные постоянные в верхнем и нижнем состояниях, то в спектре должен наблюдаться ряд эквидистантных подполос. Если же вращательные постоянные различаются, то подполосы должны расходиться. При небольшом разрешении наиболее характерной особенностью полосы являются ( -ветви этих подполос, правда, теперь уже не похожие но внешнему виду на отдельные линии, как это было в случае симметричного волчка. Как и прежде, подполосы образуют две ветви, одну ветвь типа г и одну ветвь типа р, в соответствии со значением АК = И- 1 и —1, причем одна из них примыкает к другой без какого-либо разрыва. [c.251]

В основном состоянии X Bi молекула NHg сильно изогнута, так же как и молекула Н2О в своем основном электронном состоянии, в то время как в возбужденном состоянии A i молекула NH2 почти линейна (см. стр. 217). Снова, как и для других дигидридов, из-за сильного электронно-колебательного взаимодействия (эффект Реннера — Теллера) из одного П. -состояния линейной конфигурации возникают два состояния. Благодаря значительному изменению угла при электронном переходе в сиектре наблюдается длинная прогрессия полос с чередующейся интенсивностью для четных и нечетных значений К (так же как и в случае красных полос ВНг и СН2). Разности Д гС для уровней с i = О в верхнем состоянии сначала увеличиваются и только к концу прогрессии начинают уменьшаться. Дублетная структура электронного перехода обнаруживается в незначительном расщеплении почти всех линий (фиг. 95). Так же как и для красных полос ВН2 и СНг, момент перехода для рассматриваемой системы NH2 перпендикулярен плоскости молекулы (полосы типа С). Джонс и Рамсей [638а] проанализировали ряд горячих полос в спектре NH2 с целью определения значения частоты деформациоипого колебания V2 в основном состоянии. Вращательные и колебательные постоянные NH2 приведены в табл. 62. [c.504]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...