E - MiTR

Report
Wykład 1A Przegląd optycznych
metod spektroskopowych
Porównanie metod spektroskopii NMR, EPR,
spektroskopii mikrofalowej, Ramana,IR,
ultrafioletu i promieniowania X. Reguły
wyboru dla róznych typów spektroskopii.
Promieniowanie elektromagnetyczne jest zaburzeniem pola elektromagnetycznego .
Pole elektromagnetyczne jest układem dwóch pól: pola elektrycznego E i pola
magnetycznego H. Pola te są związane a wzajemną relację pól opisują równania
Maxwella
POMOC- WYKŁAD 1kliknij tutaj
Szczególnym przypadkiem pola elektromagnetycznego jest fala płaska rozchodząca się w
próżni. Fala płaska jest falą poprzeczną , w której drgania wektora pola elektrycznego E
i magnetycznego H są wzajemnie prostopadłe i prostopadłe do kierunku propagacji k
E  E 0 sin(  t  kx )
Wektor falowy k
k 
2
  2 

2 4
2 2 1/ 2
E  (m c  p c )
E
c
T 
p

p  k
,
1

Okres drgań T
dla fotonu m = 0

W opisie kwantowym promieniowanie elektromagnetyczne jest traktowane jako
strumień nie posiadających masy cząstek elementarnych zwanych fotonami. Energia
każdego fotonu zależy od długości fali.
E=h lub E=ℏ
gdzie h jest stałą Plancka h = 6,626 0693 (11)·10–34 J·s,  zaś częstością promieniowania,
  2 jest częstością kołową
Pochłonięcie fotonu o energii E=ℏ powoduje absorpcję , a następnie emisję lub
emisję wymuszoną.
Nie wiesz co to jest emisja
wymuszona?
Kliknij tutaj-WYKŁAD 2
Właściwości fal elektromagnetycznych zależą od długości fali. Promieniowaniem
elektromagnetycznym o różnej długości fali są fale radiowe, mikrofale, podczerwień,
światło, ultrafiolet, promieniowanie rentgenowskie i promieniowanie gamma. Każdy
zakres spektralny promieniowania jest związany z określonym rodzajem spektroskopii.
Techniki spektroskopowe stanowią bardzo uniwersalne narzędzie badawcze w chemii,
fizyce, biologii, medycynie, diagnostyce, inżynierii materiałowej, farmacji i
telekomunikacji. Podstawową ideą spektroskopii jest wykorzystanie oddziaływań fal
elektromagnetycznych z cząsteczkami związków chemicznych do uzyskania informacji na
temat budowy tych molekuł i procesów w nich zachodzących. Istnieje wiele metod
spektroskopowych, z których największe zastosowanie mają:
Spektroskopia NMR
Spektroskopia EPR
Spektroskopia rotacyjna
Spektroskopia IR
Spektroskopia Ramana
Spektroskopia VIS-UV
Spektroskopia promieniowania X
Spektroskopia Mössbauera
Techniki spektroskopowe stanowią uniwersalne narzędzie do identyfikacji związków
organicznych. Podstawową ideą spektroskopii jest wykorzystanie oddziaływań fal
elektromagnetycznych z cząsteczkami związków chemicznych do uzyskania informacji na temat
budowy tych cząsteczek. Istnieje wiele typów metod spektroskopowych, mających orgromne
znaczenie w chemii, fizyce, biologii, medycynie, inżynierii materiałowej, farmacji, diagnostyce
medycznej i telekomunikacji.
Spektroskopia NMR obecnie odgrywa ona dominującą rolę w identyfikacji związków
organicznych. W ramach NMR istnieje bardzo wiele technik, których właściwe użycie
pozwala na wyznaczenie wzoru strukturalnego związku chemicznego. Ponadto pozwala
ona na badanie mechanizmów reakcji chemicznych, wyznaczanie składu mieszanin, a
także ustalanie budowy przestrzennej białek i kwasów nukleinowych.
Spektroskopia w podczerwieni technika ta pozwala na wykrycie podstawowych grup
funkcyjnych w cząsteczce, a także badanie wiązań wodorowych oraz ustalanie składu
mieszanin organicznych.
Spektroskopia Ramana, podobnie jak spektroskopia w podczerwieni, pozwala na
wykrywanie grup funkcyjnych w związkach organicznych, znajduje ona także liczne
zastosowania w badaniach związków zaadsorbowanych na powierzchniach.
Spektroskopia UV-VIS stosowana jest głównie do ustalania stężeń związków w
roztworach, a także badania przejść elektronowych. Ten rodzaj spektroskopii odgrywa
mniejszą rolę w bezpośredniej identyfikacji związków organicznych ze względu na
ograniczoną selektywność metody.
Dichroizm kołowy to najczęściej stosowana obecnie metoda chiralooptyczna znajdująca
Spektroskopia NMR i EPR
POMOC- WYKŁAD 11
http://www2.chemistry.msu.edu/faculty/reusch/VirtTxtJml/Spectrpy/n
mr/nmr1.htm
E
H
E
D
H
B
D  E
B  H
 - przenikalność dielektryczna
 - przenikalność magnetyczna
  1
D  E
  1
diamagnetyki
  1
paramagnetyki
  1
ferromagnetyki
D  E  4P
B  H  4M
P – polaryzacja
M -namagnesowanie
P 
N
2
M 
E  NE
2
H  NH
3 kT
3 kT
 - współczynnik
N
 - podatność magnetyczna
polaryzowalności

 >0
or


2
 0
3 kT

ind
 0 diamagnetyki

ind
 0 paramagnetyki

ind
 0 ferromagnetyki
N
EPR
NMR
Wartości
spinów

spin jądra jąder I niektórych
kliknij
L   Li
L

J


 L  S

S
S
L - moment orbitalny
elektronu

S
- spin elektronu
m J   J ,... 0 ...,  J
m I   I ,... 0 ...,  I
magnetyczna liczba kwantowa
dla spinu elektronu
magnetyczna liczba kwantowa
dla spinu jądra


J
 g

J ( J  1 ) B

moment
magnetyczny
g – współczynnik magnetogiryczny
I  
I ( I  1 ) N
 - współczynnik magnetogiryczny
jądra
elektronu
 N - magneton jądrowy
 B - magneton Bohra
 
e
2m e c
m e - masa elektronu
E
N 
e
2 mc
Współczynnik magnetogiryczny
m – masa jądra
g  1
J ( J  1)  S (S  1)  L (L  1)
2 J ( J  1)
REGUŁY WYBORU W SPEKTROSKOPII EPR I NMR

Energia oddziaływania momentu magnetycznego  z wektorem indukcji
magnetycznej wynosi:
 
E     B
 J   gm J  B
 I   m I  N
(moment magnetyczny jest skierowany przeciwnie do momentu pędu)
EPR
E  gm J  B B
NMR
E  m I  N B
 E  g B B
 E   N B
h  g B B
h    N B
J  1
I  1
Elektron ma moment magnetyczny, bowiem ma spin o wartości s=1/2. Magnetyczna liczba
kwantowa mJ przyjmuje wartości ms=+1/2 i ms=-1/2 (bo J=S). W obecności pola
magnetycznego B=B0 moment magnetyczny ustawia się równolegle (ms=-1/2) lub
antyrównolegle (ms=+1/2) do pola magnetycznego. Energia elektronu w polu
magnetycznym przyjmuje więc też dwie różne wartości w porównaniu z energią gdy B=0.
Rozszczepienie poziomów energetycznych nosi nazwę efekty Zeemana. Równoległe
ustawienie spinu i B ma niższą energię niż ustawienie antyrównoległe.
Różnica energii wynosi
ΔE = geμBB0
gdzie ge nosi nazwę stałej g (lub stałej Landé’go lub współczynnika magnetogirycznego)
N
E
S
S
E
N
Jaka jest energia fotonów wzbudzających
w EPR i NMR?
Niesparowany elektron może przenosić się na poziom niższy lub wyższy poprzez absorpcję lub emisję
promieniowania elektromagnetycznego o energii ε = hν, gdy spełniony jest warunek
ε = ΔE
Podstawiając ε = hν oraz ΔE = geμBB0 otrzymujemy
hν = geμBB0.
Warunek ten określa jakiego promieniowania powinniśmy użyć, aby spełniony został warunek
rezonansu hν = geμBB0. Jak widać, można użyć bardzo wielu kombinacji częstości i pola magnetycznego,
ale zazwyczaj w eksperymentach EPR wykorzystuje się mikrofale z zakresu 9000–10000 MHz (9–10
GHz) i pola magnetycznego 3500 G (0.35 T)
Rozkład Boltzmana opisuje sposób obsadzania stanów energetycznych przez atomy,
cząsteczki i inne indywidua chemiczne w stanie równowagi termicznej.
Jeśli chcesz wiedzieć więcej kliknij tutaj
ROZKŁAD
BOLTZMANA –WYKŁAD 6
ROZKŁAD BOLTZMANA
EPR
 E 
 g B B 




nW
kT 
kT 


e
e
nn
NMR
  N B 


nW
kT 

e
nn
n W - liczba cząsteczek na poziomie wyższym
n n - liczba cząsteczek na poziomie niższym
ZADANIE 1A-1
SPEKTROSKOPIA ROTACYJNA
Rozkład energii w stanie równowagi:
ROZKŁAD BOLTZMANA ! ! ! ! !
P(E )  e
 E / kT
N1
E
N1
 e
  E / kT
N0
N0
WIDMO ROTACYJNE
!
Przypomnijmy: dla sztywnego rotatora makroskopowego energia
kinetyczna ruchu obrotowego wyraża się wzorem
ri
mi
E kin

1
2
2
 m ivi 
1
2
2
2

 m i ri 
i
1
2
gdzie
m i - masa
r i - odległość od osi obrotu
2
I   m ir
i
i
nosi nazwę momentu bezwładności
Energia kinetyczna makroskopowego rotatora może zmieniać się
w sposób ciągły, czyli jest nieskwantowana.
I
2
Natomiast energia rotacyjna molekuł jest skwantowana,
(bo moment pędu jest skwantowany):
Ek
gdzie I 

1
I
2

2
1 (I )
2
2
I
= moment pędu
Można pokazać z równania Schrödingera, że:
I 
J ( J  1 )
czyli
Ek

1
I
2
2

1 (I )
2
2

h
8
I
2
2
J ( J  1)
I
gdzie J – jest kwantową liczbą rotacji
J  0,
B 
h
8
1,
2,
... , n
2
2
, gdzie B jest stałą rotacyjną
I
Gdy
J  0
E0
J  1
E 1  2B
J  2
J  3
 0
 E 01
 2B
 E 12
 4B
 E 23
 6B
E 2  6B
E 3  12 B
Rozkład Boltzmana w spektroskopii rotacyjnej
?
nJ
 ( 2 J  1 )e
 BJ ( J  1 ) / kT
n0
bo  E  E J  E 0  BJ ( J  1 )  0  BJ ( J  1 )
bowiem
E0  0
dla
J  0
Dlaczego przed wykładnikiem jest: 2 J  1 ?
Bo każdy poziom energetyczny jest charakteryzowany przez
moment pędu J, który jest (2J+1) razy zdegenerowany.
(Pamiętamy? Podobna sytuacje mamy dla elektronu w atomie
wodoru: liczbie orbitalnej l odpowiada (2l+1) wartości
magnetycznej liczby kwantowej m = - l, ..., -1, 0, 1, ..., ,l)
nJ
n0
7
6
5
4
3
2
1
0
2
4
6
8
10
12
14
16
18
20
22
24
26
kwantowa liczba rotacji J
Rozkład obsadzeń poziomów rotacyjnych molekuł
w temperaturze pokojowej
Reguły wyboru dla widma rotacyjnego
1)
E  h
2)


n
(foton, który ma być pochłonięty przez molekułę
musi pasować do różnicy poziomów energetycznych)
 m d   0
dla przejścia n  m
- trwały moment dipolowy cząsteczki
 n ,  m - funkcja falowa opisująca rotator w stanie
energetycznym n i m
Oznacza to, że aby obserwować absorpcyjne widmo rotacyjne,
molekuły muszą być obdarzone trwałym momentem dipolowym.
3)
J  1
 J  2 ,3
(molekuła może przenieść się w jednym akcie
absorpcji tylko na poziom sąsiedni
są zabronione ! ! ! !
3
2
nie!
1
J
0
Aparatura do rejestracji widma rotacyjnego (Kęcki Podstawy spektroskopii molekularnej, str. 34)
Badanie struktury molekuł na podstawie
widma rotacyjnego
Schemat przejść absorpcyjnych i wygląd widma
rotacyjnego:
a) molekuła dwuatomowa
A
R
Znając B z eksperymentu (odległości między pikami w widmie)
można obliczyć moment bezwładności, a stąd odległość R między
atomami A i B
B
h
B 

8
2
c

I

R
I
gdzie B wyrażone jest w jednostkach [ cm  1 ]
I  m red  R
m red

m A m B
m A  m B
2
B
a) molekuła wieloatomowa liniowa
widma rotacyjne wyglądają podobnie
A
B
C
D
E
(odległości są równe 2B), stąd można
wyznaczyć I.
Ale I wyraża się teraz trochę bardziej skomplikowanym wzorem:
I 
1
2
  m i m j R ij
i
j
W molekule n atomowej mamy
 mi
i
(n-1) zmiennych niezależnych
R ij (odległości międzyatomowych). Aby je wyznaczyć trzeba (n-
1) równań. Dane te uzyskujemy stosując podstawienia izotopowe.
Trzeba jednak pamiętać, że wzór na energię rotacyjną:
E J 1  E J  2B ( J  1)
nie jest całkowicie prawdziwy. W obliczeniach zakładamy bowiem model rotatora sztywnego. A przecież atomy
drgają!!!
Czyli zmieniają się odległości między atomami. Poza tym, dla wyższych J (momentów pędów) obrót jest tak szybki, że
zaczyna odgrywać rolę siła odśrodkowa.
F
Zmodyfikowany wzór, który uwzględnia:
a) sprzężenia rotacji z wibracjami
b) siłę odśrodkową
ma postać:
E J 1  E J  2B v ( J  1)  4 D ( J  1)
3
poprawka na
siłę odśrodkową
gdzie
Bv  B 
3n  5

i1
di 

i vi 

2 

poprawka na sprzężenie
z wibracjami
 i - współczynnik sprzężenia
v i - oscylacyjna liczba kwantowa
d i - stopień degeneracji oscylacji
1)
2)
c) molekuły wieloatomowe nieliniowe
c1) I A  I B  I C - bąk sferyczny
przypadek nieinteresujący dla spektroskopii rotacyjnej, bo   0
c2) I A  I B  I C - bąk symetryczny
ma dwie stałe rotacyjne
h
A 
8
2
2
;
cI A
h
B 
8
2
2
cI B
Energia rotacyjna bąka symetrycznego wyraża się wzorem
E JK  BJ ( J  1 )  ( A  B ) K
K  0 ,  1 ,   ,  J
2
Reguły wyboru dla bąka symetrycznego
J  1
K  0
oznacza to, że:
 E JK
 2B ( J  1)
(tak samo jak dla
cząsteczek liniowych)
Ale po uwzględnieniu poprawki na siłę odśrodkową wzór jest
inny:
 E JK
 2 ( J  1 )( B  D JK K
2
)  4 D J ( J  1)
3
dla K  0 wzór przyjmuje postać taką samą jak dla cząsteczek
liniowych
 E JK
 2 ( J  1 )B  4 D ( J  1 )
3
dla przejść 0  1
ale dla wyższych poziomów rotacyjnych J  0 , K może
przyjmować wartości 0, 1, ... , J, co oznacza, że każde
J  J  1
J  1
pasmo
przejścia
rozszczepia
się
na
składowych.
0
1 0
01
12
2
1 0
3
2
1 0
K
J
23
34
ZADANIE 1A-2
Spektroskopia IR
Termin ‚Spektroskopia IR’ obejmuje zakres promieniowania
elektromagnetycznego z zakresu 0.78 -1000 m. Rozróżniamy
bliską IR, średnią i daleką IR. Najbardziej użyteczny jest region
4000-500 cm-1. Spektroskopia IR dostarcza informacji o drganiach
cząsteczek
Region
Wavelength range (m)
Wavenumber range (cm-1)
Near
0.78 - 2.5
12800 - 4000
Middle
2.5 - 50
4000 - 200
Far
50 -1000
200 - 10
POMOC
http://www.spectroscopynow.com/coi/cda/detail.cda?id=18427&type=EducationFeature&c
hId=2&page=1
Atomy w cząsteczce wykonują drgania wokół położenia
równowagi. Cząsteczka składająca się z N atomów ma 3N stopni
swobody. 3 stopnie swobody potrzebne są do opisu translacji
cząsteczki (x,y,z środka masy) oraz 3 (2 dla cząsteczki liniowej)
stopnie do opisu rotacji. Zatem 3N-6 (3N-5) stopni swobody
opisuje wibracje cząsteczki
Model oscylatora harmonicznego
• Drgania cząsteczek można opisywać za pomocą modeli mechanicznych
posługując się prawami mechaniki klasycznej.
• Najczęściej wyobrażamy sobie drgania cząsteczek za pomocą oscylatora
harmonicznego, gdzie dwie masy m1 i m2 połączone są sprężyną , o
sprężystości charakteryzowanej przez stałą siłową f [N/m]
• Oscylator harmoniczny to taki oscylator który spełnia prawo Hooke’a
•
F=-fq
• które mówi, że siła F jaka potrzebna jest do rozciągnięcia sprężyny jest
proporcjonalna do wychylenia q i skierowana przeciwnie do wychylenia
Policzmy, jaka jest częstość oscylatora harmonicznego
Energia oscylatora
F   fq
q  r  re
a) oscylator klasyczny
U 
fq
2
2
f – stała
siłowa
2
mq
mv
Ek 

r – odległość
między atomami
2
2
2
r e - odległość równowagowa
energia całkowita:
E  EK  U
q  Q cos 2  t
U
Q – amplituda
 - częstotliwość drgań [ Hz ] =
1 
s
 
re
Energia potencjalna oscylatora:
q
praca wykonana nad układem
dU  (  F ) dq
re
-q
0
q
dU  fq dq
dU
 fq
dq
d
2
dq
U
2
 f
r
U   (  F ) dq   fqdq
1
U 
fq

1
fq
2
2
2
2
m a  F
m 
d
2
dt
q
2
  fq
podstawiając
q  Q cos 2  t
otrzymujemy
m ( 2  )
 
2
 f 
1
f
2
m
 =
 × 
[]
 + 
Otrzymaliśmy, że częstość osylatora harmonicznego zależy od stałej siłowej f oraz od masy
• zredukowanej m oscylatora, gdzie m=m1m2/(m1+m2)
a) oscylator kwantowy
dla oscylatora kwantowego należy rozwiązać równanie
Schrödingera


2
2m
W przypadku stosowania
metod kwantowomechanicznych energia
drgań oscylatora
harmonicznego w stanie
opisanym kwantową
liczbą oscylacyjną 
wyraża się następującym
wzorem

2
q

2

fq
2
  E

2
E  h ( 
1
POMOC – CHEMIA
KWANTOWA-WYKŁAD
1i2
)
2

= 0, 1, 2.....
  2
  1
  0
E2 
5
E1 
3
E0 
Czyli dla   0 , energia nie jest równa zero. Ta energia nosi
nazwę energii punktu zerowego.
h
2
h
2
h
2
Model oscylatora harmonicznego, którego krzywa energii jest parabolą nie opsuje
prawidłowo energii cząsteczki dla wszystkich odległości międzyjądrowych, ponieważ nie
pozwala on na dysocjację wiązania. W rzeczywistych sytuacjach molekularne oscylatory są
anharmoniczne. Energia przejść zmniejsza się wraz ze wzrostem kwantowej liczby
oscylacyjnej, aż do momentu dysocjacji molekuł.
a) oscylator anharmoniczny


2
2m
ale
2

q
2

 U  E
2
fq
U 
(1)
2
i wyraża się bardziej skomplikowaną zależnością
1
 U 
U (q )  U (0 )  
q 
2!
 q 

2
q
U
2
q
2

3
1

3!
q
f
U
2
q
3
 
k
czyli
U (q ) 
fq
2
2

1
kq
3
(2)
1 
1 


E  h  
  h x  

2 
2 


 E  h  [ 1  2 x (   1 )]
gdzie x jest tzw stałą anharmoniczności.

6
2
(1 )  ( 2 )
Krzywą energii oscylatora anharmonicznego aproksymuje się funkcją Morse’a
przedstawioną poniżej:
U
D
r
re
Q

U (q )  D 1  e
 q
2
  1
    1,
 2,
dla oscylatora
harmonicznego
 3
dla oscylatora
anharmonicznego
pasma
gorące
ton
podstawowy
1 nadton
2 nadton
Typy drgań
1
drganie
symetryczne
2
drganie
zginające
1)
a) symetryczne
b) asymetryczne
2)
a) zginające
b) rozciągające
3)
a) drgania w płaszczyźnie
b) drganie poza płaszczyzną
3N-6
3
drganie
rozciągające
asymetryczne
XYZ
drganie
nożycowe
(scissoring)
drganie
wachlarzowe
(wagging)
X
– atom ciężki
drganie
wahadłowe
(rocking)
drganie
skręcające
(twisting)
Reguły wyboru dla przejść w spektroskopii IR (podczerwień)
Aby nastąpiła absorpcja promieniowania w oscylatorze
molekularnym (jest to obszar podczerwieni):
1) Fotony promieniowania muszą mieć energię równą różnicy
energii wibracyjnych poziomów energetycznych
h  E
2) Przejście zachodzi tylko wtedy, gdy kwantowa liczba oscylacji
 zmienia się o 1, 2, 3...
  1
    1,  2 ,  3
dla oscylatora harmonicznego
dla oscylatora anharmonicznego
3) Przejścia między stanami kwantowymi l i m l  1 są widoczne
w spektroskopii IR tylko dla takich oscylatorów, w których
w czasie drgania zmienia się moment dipolowy molekuły,
czyli

q
 0
l  m

 lm




 l   m dq



l

q
 m dq
 0
gdzie
l
m
funkcje falowe oscylatora harmonicznego
w stanie l i m
ZADANIE 1A- 3
POMOC- WYKŁAD
10
Spektroskopia Ramana
Spektroskopia Ramana
UV
IR
E
poziomy wibracyjne
poziomy elektronowe
Rozpraszanie Ramana
W 1923 roku Smekal zwrócił uwagę, że w promieniowaniu rozproszonym powinny się
pojawiać obok fotonów h0 fotony o częstościach różnych od częstości promieniowania
padającego. Kramers i Heisenberg opracowali w roku 1925 kwantowomechaniczną teorię
rozpraszania, która przewidywała, że wśród rozproszonych fotonów znajdą się nie tylko
fotony h0 lecz także fotony o częstościach 0  osc , rot .
W 1927 r. Dirac opracował najbardziej konsekwentną kwantowomechaniczną teorię
rozpraszania. W roku 1928 fizyk
hinduski Chandrasekhara Raman ogłosił w Nature
ROLA NAUKI W ZACHOWANIU
DZIEDZICTWA
KULTUROWEGO
doświadczalne
odkrycie
zjawiska rozpraszania.
S1
S0
  0
Rozpraszanie
Rayleigha
   0   oscyl
rozpraszanie
stokesowskie
   0   oscyl
rozpraszanie
antystokesowskie
rozpraszanie
Ramana
pasmo
stokesowskie
pasmo
antystokesowskie
0
Rayleigh
I  
2
4

ind

V  E
E
polaryzacja
elektronowa
polaryzacja
orientacyjna
 ind   E
I  
2
4

ind
 ind   E 0 cos(  0 t )





 ind    0 
q  ...  E 0 cos(  0 t ) 
q


  0 E 0 cos(  0 t ) 

q
 q 0  cos(  oscyl
 t )  E 0  cos(  0 t )
cos( + ) + cos( - ) = 2 cos cos
i dlatego w wyrażeniu opisującym rozpraszanie Ramana występują
składowe o częstości
   0   oscyl
składowa stokesowska
   0   oscyl
składowa antystokesowska
Reguły wyboru dla spektroskopii Ramana
E  h
  1

q
 0
 0  C  0 
1
0  C  0
 2

0  C  0

0


 3


C  0 
IR
1
-
nieaktywne
Raman
1
- aktywne

 

 0

 q

 2
4
q
 0
 2
 3
aktywne
 3
nieaktywne
4
 

 0

 q

4
 

 0

 q


1
2,3
q
4
1) Zasada wzajemnego wykluczania
(zakaz alternatywny)
Jeżeli cząsteczka ma środek inwersji to drgania aktywne
w podczerwieni są zabronione w widmie Ramana i
odwrotnie.
2) Spektroskopowe kryterium polarności wiązania
Jeżeli
intensywność
pasma
w
podczerwieni
rośnie
a w widmie Ramana maleje, to oznacza to, że wiązanie
chemiczne staje się bardziej spolaryzowane (jonowe).
Odwrotnie, gdy rośnie intensywność pasma Ramana oznacza to wzrost kowalencyjności.
ZADANIE 1A- 4
SPEKTROSKOPIA VIS-UV
Spektroskopia elektronowa
Poziomy energetyczne
n, l, m , s

l   l(l  1)
l  n1
orb
e

l ( l  1 ) B
magneton Bohra
B 
e
2m e c

Rzut
momentu
orbitalnego
l
na
kierunek
elektrycznego lub magnetycznego wynosi m 
pola

L   li
S   si
multipletowość
2S + 1
S 0


1-singlet
1


2-dublet


3-tryplet
S 
2
S 1
 :C H
*
0
*
 :C  0
n
C

 :C  0
  *
n  *
  *
n  *
H
H
próżniowy nadfiolet (120 nm)
średni nadfiolet
bliski nadfiolet

Reguły wyboru spektroskopii elektronowej
E  h
*
  n   k d    nk  0
 nk (dipolowy moment przejścia n  k )
S  0
TEST KOŃCOWY 1A

similar documents