Распределение интенсивности вращательная структура

Метод распределения интенсивностей вращательной структуры полос, теоретически весьма строгий и обоснованный, лишь в последнее время получает практическое применение. [c.374]

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]

Результаты расчетов сравните с распределением интенсивностей во вращательной структуре изученного спектра. [c.189]

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]

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]

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]

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]

Частотный спектр генерации СОг-лазера имеет достаточно сложный вид. Причиной этого является наличие тонкой структуры колебательных уровней, обусловленной существованием еще одной степени свободы молекулы СОг-вращения. Из-за вращения молекулы каждый изображенный на рис. 4.1 колебательный уровень распадается на большое число вращательных подуровней, характеризуемых квантовым числом / и отстоящих друг от друга на величину энергии А вр, ооь юо, kT . В результате интенсивного обмена энергий между вращательной и поступательной степенями свободы молекул в СОг устанавливается больцмановское распределение частиц по вращательным состояниям, описываемое урав- [c.120]

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]

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]

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]

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]

Распределение интенсивности в тонкой вращательной структуре, как и для параллельных полос, определяется формулами Хёнля — Лондона эти формулы приводятся ниже. [c.231]

Вращательная структура а-полосы согласуется с этим предположением а-полоса является, подобно полосе А, перпендикулярной полосой, а чередование интенсивности противоположно распределению интенсивности в полосе А (Дайн [332]), как и следует ожидать для полосы Vq — v 4 (тип Л 2 — jSi) по сравпению с полосой Vq + V4 (тип — i). Поскольку значение = 1167 см известно с большой точностью из результатов исследования инфракрасного спектра Н2СО (см. [23], стр. 324 и работу Калломона и Иннеса [178]), проведенное выше рассмотрение приводит на первый взгляд к очень странному значению V4 = 120 см . [c.529]

Разрыхляющие электроны (орбитали) 388 Разъединенные атомы (молекулы), принципы построения 283—299 Раснад мономолекулярный 483 Распределение интенсивности аномальное 152, 165, 166 ветви 225, 231, 274 вращательная структура 202, 208, 215, 225, 231, 251, 261, 269, 523 колебательная структура 148, 152, 153, 155, 156, 164, 172, 175, 523 компоненты штарковского расщепления 274 [c.747]

С помощью спектроскопии КАРС можно определить и вращательную температуру молекул. Это можно сделать, измеряя распределения интенсивности либо в чисто вращательном спектре КР молекул, либо в колебательно-вращательных 0-у Р% R- и S-ветвях, либо в разрешенной структуре -полосы спектра КР. Экспериментальная реализация последнего случая обычно п13още, поскольку 2-полосы занимают значительно более узкие спектральные интервалы, чем вращательные крылья колебательных переходов. [c.288]

При частичной закрутке потока взаимодействие активного и пассивного потоков приводит к уменьшению интенсивности закрутки потока в канале. Вследствие этого изменяются все основные характеристи1щ потока, рассмотренные в гл. 2. Например, при Р = 0,1 (Сд < 0,1) вследствие малого расхода незакрученного потока структура потока изменяется незначительно по сравнению со случаем Р = 0. Однако, при =0,2.. . 0,5 интенсивность закрутки потока становится такой сл ой, что зона обратных течений локализуется только вблизи участка частичной закрутки. Влияние величины Р на распределение осевых и вращательных скоростей в цилиндрическом канале приведено на рис. 3.7. На рис. 3.8 показано изменение статического давления по сечению канала при различных значениях Р . [c.65]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...