Энергетические уровни двухатомных молекул

Рис. 3.27. Энергетические уровни двухатомной молекулы.

ПОЛОСАТЫЙ СПЕКТР МОЛЕКУЛ 14. Энергетические уровни двухатомных молекул [c.260]

ЭНЕРГЕТИЧЕСКИЕ УРОВНИ ДВУХАТОМНЫХ МОЛЕКУЛ [c.261]

Простейшая схема (рис. 1) качественно иллюстрирует характер энергетических состояний двухатомной молекулы. Здесь каждому электронному уровню [c.9]

Рис. 6. Схема энергетических колебательных уровней двухатомной молекулы

Спектр энергетических уровней молекулярных газов значительно более сложен, чем одноатомных. В дополнение к обычным электронным уровням энергии молекула может также иметь энергетические уровни, возникающие из-за колебательного движения и из-за вращательного движения (см. рис. 1). Поэтому для данной электронной конфигурации, скажем, двухатомной молекулы существует несколько почти равномерно расположенных колебательных энергетических уровней, и каждому из них соответствует ряд вращательных подуровней. Расположение электронных энергетических уровней в молекулах похоже на их расположение в атомах, но расстояния между колебательными и вращательными подуровнями обычно в 20 500 раз меньше. В результате схема энергетических уровней молекулы газа становится чрезвычайно сложной. [c.58]

Вращательная составляющая мольной внутренней энергии двухатомной молекулы, приближенно принятой жестким ротатором, может быть вычислена подстановкой выражения для энергетических уровней, данных уравнением (2-29), в уравнение (4-3). Для этого случая [c.116]

При поглощении или испускании электромагнитных волн газом изменение энергетического уровня молекулы может осуществляться различными путями. Одним из них является изменение электронного, колебательного или вращательного состояний молекулы. При этом энергетические переходы у одноатомных газов обусловлены изменением только электронных состояний и сопровождаются высокочастотным излучением. Как показывает опыт, симметричные молекулы двух атомных газов О2, N2, Н2 не могут заметно поглощать и испускать энергию путем изменения колебательно-вращательных состояний. Практически одно-и двухатомные газы при низких и умеренных температурах не излучают и не поглощают энергию и в этих условиях могут считаться прозрачными (О = 0). Однако при температуре, превышающей 5000 — 8000 К, эти газы начинают заметно излучать и поглощать энергию. Это связано с возможностью электронных переходов при высоких температурах, явлением ионизации, а также образованием несимметричных молекул вследствие диссоциации. Например, диссоциация симметричных молекул О2 и N2 приводит к образованию несимметричных молекул. [c.130]

На рис. 6.14 приведены схемы энергетических уровней основных электронных состояний молекул СО2 и N2. Поскольку N2 — двухатомная молекула, она имеет лишь одну колебательную моду на рисунке показаны два нижних уровня (и = 0, v= )-Структура энергетических уровней молекулы СО2 более сложная, поскольку эта молекула является трехатомной. Здесь мы имеем три невырожденные колебательные моды (рис. 6.15), а именно 1) симметричную валентную моду, 2) деформационную моду и 3) асимметричную валентную моду. Поэтому колебания молекулы описываются тремя квантовыми числами П], П2 и пз, которые определяют число квантов в каждой колебательной моде. Таким образом, соответствующий уровень обозначается этими тремя квантовыми числами, записываемыми [c.361]

В основе йодного атомарного лазера лежит явление фотодиссоциации молекул. Рассмотрим для простоты двухатомную молекулу АВ, схема энергетических уровней которой представлена на рис. 4.15. При поглощении фотона с частотой v>vo происходит диссоциация молекулы и один из атомов, например А, может оказаться в возбужденном состоянии. Если создадутся условия, при которых 2ё2> ё, где N и g — соответственно заселенности и статистические веса соответствующих уровней, то между уровнями 2 и [c.179]

Энергия первых вращательных состояний двухатомных молекул составляет величину порядка 0,1—200 см , а колебательных порядка 50—4000 см . Энергия электронных состояний еще выше и обычно лежит в пределах от 10 000 до 100 000 см . На рис. 1.8 приведена схема энергетических состояний молекулы (их часто сокращенно называют уровни). [c.27]

Рнс. 1.30. Схема энергетических уровней и переходов между ними д. ш электронно-колебательных спектров двухатомных молекул [c.72]

Свойства симметрии и система обозначений. В двухатомной молекуле существуют компоненты сильного электрического поля вдоль межъядерной оси, которые определяют симметрию электронных волновых функций. В атомных волновых функциях при связи Ь — суммарный орбитальный момент импульса электронов Ь является константой движения и, следовательно, квантуется. В атомах компонента Ь вдоль некоторого направления, т. е. М, не влияет на уровень энергии, за исключением тех случаев, когда имеется внешнее магнитное (эффект Зеемана или Пашена — Бака) или электрическое ноле (эффект Штарка). Даже при самых сильных полях, получаемых в лабораторных условиях, расщепление энергетических уровней (для различных значений М при фиксированном Ь) меньше, чем 10" эв. В противоположность этому энергии молекулярных электронов почти полностью определяются компонентой момента импульса электронов вдоль оси молекулы и эти энергетические уровни отделены друг от друга на несколько электрон-вольт. Такое различие получается из-за того, что локальные электрические поля в пределах молекулы значительно пре- [c.103]

Вращательные уровни энергии. Квантованные энергетические уровни, связанные с вращением двухатомной молекулы с А = S = О относительно оси, перпендикулярной межъядерной оси, имеют моменты импульса, равные %N, и энергии [c.119]

Рис. 5.13. Схема энергетических уровней и переходов в двухатомной молекуле. Вертикальными линиями показаны различные полосы.

Основные свойства инфракрасного спектра двухатомной молекулы могут быть описаны с помощью понятий о возможных колебательных и вращательных состояниях молекулы. Двухатомная молекула может одновременно вращаться и колебаться, а этом случае вращательные и колебательные энергии складываются, определяя в совокупности систему разрешенных энергетических уровней. Это упрощенное представление разрешенных изменений состояний двухатомной молекулы верно лишь приблизительно. [c.322]

Рассмотрим взаимодействие двух атомов Не, у которых имеется тот же валентный уровень Is, что и у атомов водорода, но в отличие от последних на этом уровне размещается пара электронов. Для образования молекулы Нег на молекулярных уровнях нужно разместить четыре электрона, два из которых размещаются на связывающем уровне, а два других можно= разместить только на разрыхляющем уровне Е . Последнее энергетически невыгодно, так как энергия отталкивания уменьшает глубину минимума кривой и, наоборот, увеличивает подъем кривой 2. Суммарная энергия молекулы Нег, отсчитываемая от уровня Е, 2—Eq (на один атом), больше энергии Е, Поэтому гелий представляет одноатомный газ, а водород — двухатомный молекулярный газ Нг- [c.27]

ЗРис. 1.9. Схема энергетических уровней двухатомных молекул типа Аг [c.26]

Если дву.хатомную молекулу поместить в электрическое поле большой напряженности, то ее энергетические состояния изменят свое положение, а вращательные уровни не только сместятся, но и расщепятся на ряд компонент. Этот факт хорошо известен и называется эффектом Штар-ка. На рис. 1.11 приведена картина влияния электрического поля на вращательные уровни двухатомной молекулы. [c.34]

Уравнение (3-34) строго применимо к. жестким двухатомным молекулам, в которых ядра различны. Для гомоядерных двухатомных молекул с нулевым ядерным спином условия симметрии ограничивают число энергетических уровней до половины уровней для гетероядерных молекул. По этой причине сумму состояний, даваемую уравнением (3-34), следует разделить на фактор а [c.108]

Рассмотрим схему примесного центра свечения в однокоординатной модели (рис. 3.20), в которой энергия примесного центра является функцией так называемого конфигурационного параметра г. Для двухатомной молекулы г означает расстояние между ядрами. В общем случае г имеет смысл усредненного расстояния между ядрами. В результате взаимодействия центра свечения с полем кристаллической решетки егю энергетические уровни становятся квазимолекуляр-ными. На рис. 3.20 кривые W, и изображают потенциальную энергию возбужденного и основного (певозбужденного) состояний центра. [c.72]

Как уже отмечалось ( 5), для упрощения расчетов энергетических состояний молекул используется классическая модель молекулы. Например, при рассмотрении уровней колебательной энергии двухатомную молекулу можно представить в первом приближении как два шарика, связанных пружинкой и колеблющихся с постоянной частотой Такая очень упрощенная система называется гармонйчески.м осциллятором. [c.31]

Кривая потенциальной энергии двухатомной матрично-йзо-лированной молекулы. Влияние матрицы на энергетические уровни и, следовательно, на наблюдаемые электронные и колебательные переходы двухатомной молекулы можно описать (аналогично рассмотренному вьпие случаю) как возмущение матричной клеткой потенциала молекулы, совершающей гармонические колебания. Если предположить, что клетка представляет собой сферу с диаметром О (рис. 6.4), [c.114]

Секвенции. В случае двухатомной молекулы система полос может рассматриваться как совокупность секвенций сАу= 0, 1,+2,. .., которые в таблице Делайдра располагаются по диагонали и но параллельным ей линиям. Эти секвенции представляют собой очень характерные группы полос, если частоты колебаний в верхнем и нижнем состояниях не сильно отличаются друг от друга и если в начальном состоянии возбуждено несколько колебательных уровней. Такие же секвенции имеются и в системе полос многоатомной молекулы, только теперь каждая секвенция может отличаться от другой значением нескольких параметров — Avi = v[ — у"), А г, Ауз,. . . . Как и прежде, мы рассмотрим только случай, когда имеются два нормальных колебания. Для каждого значения Ai i могут наблюдаться все возможные значения Av2, и для каждой данной пары значений Ai j, Ауо квантовые числа Vx и Vz также принимают различные значения. Так, при A i = 0, Avz О, что соответствует главной диагонали сунертаблицы Деландра (фиг. 51), для каждого значения имеется одна секвенция по V2-На диаграмме энергетических уровней (фиг. 53) эти переходы показаны сплошными вертикальными линиями. Аналогично несколько секвенций образуется при Ai7i = +1, Av2 О или Ai i — 1, Луо =0 (наклонные штриховые линии на фиг. 53) и при Ai i О, Ai 2 = +1 или Av = О, Av2 = —1 (вертикальный пунктир на фиг. 53), а также и для других значений А 1 1, .V2. [c.147]

Для молекул с четным числом электронов в отсутствие частично заполненных вырожденных орбиталей низшим состоянием почти всегда является то, в котором все электроны спарены на занятых орбиталях, другими словами, основное состояние — полносимметричное и синглетное (типа М, Ml, -Aig, А и т. д.). Может, однако, случиться, что высшая занятая и низшая незанятая орбитали энергетически находятся близко друг к другу. В этом случае может оказаться более низким не синглетное состояние, когда оба электрона находятся на верхней занятой орбита.ли, а триплетное состояние, возникающее при переходе электрона с верхней занятой орбитали на первую незанятую орбиталь. Таким образом, основным состоянием может оказаться триплетное состояние. Если у молекулы имеются вырожденные орбитали, то основное состояние будет триплетным в том случае, когда такая орбиталь заполняется последней, причем на орбиталь вырожденного уровня попадают только два электрона. Это заключение следует из правила Гунда, которое в данном случае применимо так же хорошо, как и для атомов и двухатомных молекул. Это правило утверждает, что из трех состояний, получающихся для системы двух электронов, находящихся на орбиталях дважды вырожденного уровня (табл. 31), триплетное состояние является всегда низпшм. [c.349]

Многоатомные молекулы точно так же, как и двухатомные, дают непрерывные спектры поглощения и испускания. Почти все наблюдавшиеся непрерывные спектры обусловлены процессами диссоциации, и только очень небольшая часть этих спектров соответствует процессам ионизации, которые в настоящей главе не рассматриваются. Однако интерпретировать непрерывные спектры многоатомных молекул гораздо труднее, чем в случае двухатомных молекул, из-за наличия в каждом электронном состоянии нескольких диссоциационных пределов, соответствующих различным продуктам диссоциации. Поэтому только в относительно небольшом числе случаев имеется такая же детальная и однозначная интерпретация наблюдаемых непрерывных спектров многоатомных молекул, как для многих непрерывных спектров двухатомных молекул. Другая причина этой неопределенности состоит в том, что для многоатомных молекул возможности предиссоциации гораздо более многочисленны (разд. 3) и что часто предиссоциация, т. е. диффузность, может быть так велика, что получающийся спектр не легко отличить от действительно непрерывного спектра, соответствующего непрерывной области энергетических уровней. [c.460]

Предиссоциаа,ия многоатомных молекул наблюдается значительно чаще, чем двухатомных, потому что имеется гораздо больше непрерывных областей энергетических уровней, соответствующих различным процессам [c.470]

Этот метод дает, таким образол , схему энергетических уровней, которые могут заселяться электронами, принимающими участие в образовапии связи. Это важно для двухатомных молекул, для которых и был развит МО-метод, менее важно, однако, для рассматриваемой здесь локализовапиой ординарной связп в твердом теле. [c.19]

Так вместо двух орбиталей— связывающей и разрыхляющей— в двухатомной молекуле, в кристалле образуется большое количество орбиталей (порядка количества атомов), ссюедние из которых по энергии различаются крайне мало. По энергетической шкале уровни энергии, практически сливаясь, занимают целую зону (валентную зону—если имеется в виду зона, в которой находятся внешние эяек1роны). [c.241]

Колебания двухатомной молекулы при достаточно больших амплитудах становятся ангармоничными, что связано с формой потенциальной кривой (фиг. 66). В этом случае энергетические уровни приближенно описываются выражением [c.224]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...