Проекции 2М-спектров

Выбрав нужный планшет атласа, накладывают его на экран спектропроектора так, чтобы линии железа в проекции спектра совпали с линиями атласа. При этом следует учитывать, что на экране спектропроектора полное совмещение линий достигается только в центре экрана, на участке длиной 6 см. Последовательно используя другие планшеты, отождествляют наиболее характерные линии и группы линий, переходя от одной области спектра к другой. [c.111]

При ф = х/2 получаем проекцию спектра 5(шь шг) на ось шг [c.368]

Проекция спектров в моде абсолютного значения [6.17, 6.46]. [c.395]

Рис. 6.5.12. Фронтальные (теневые) проекции 2М-пиков в смешанной моде, форма которых дается выражением (6.5.10). а — проекция минимумов и максимумов иа ось 0)1 (ф = О иа рис. 6.5.11) 6 — проекция минимумов и максимумов при угле ф = Зх/4 (который представляется целесообразным в гомоядерной 2М У-спектроскопии) в — сравнение форм линий различных проекций при ф = Зтг/4 внешняя кривая соответствует интегральной проекции спектра абсолютных значений 151(ы , ыг), средняя кривая являете фронтальной проекцией 151(ы1, 012), а внутренняя кривая— фронтальная проекция абсолютного значения пика (в смешанной моде) 1Ке(5(ы , ал)) . (Из работы [6.33 .)

Очевидно, что ортогональная проекция спектра на ось од после преобразования сдвига эквивалентна косой проекции исходного 2М-спектра в направлении, параллельном его диагонали. Однако, как уже отмечалось в разд. 6.5.5, интенсивность всех линий в этой косой проекции будет равна нулю из-за сложной формы сигналов, содержащих смесь противофазных компонентов. Ненулевую проекцию можно по- [c.433]

На рис. 7.2.13 в качестве примера приведен экспериментальный 2М 7-спектр системы АВХ с характерными признаками сильного взаимодействия, которые отчетливо видны в центре АВ-части спектра. Эти особенности наблюдаются также и в проекции спектра (рис. 7.2.13, б). Появление полосы слабых пиков в области, расположенной посередине между АВ- и Х-частями спектра, свидетельствует о том, что приближение слабого взаимодействия не вполне применимо для ядра X. [c.452]

Рис. 10.4.3. Фурье-метод восстановления по проекциям спектры регистрируются в присутствии градиентов с различными направлениями ф, как на рис. 10.4.1. Эти сигналы (изображенные слева вверху) соответствуют проекциям Я(о), ф), после фурье-преобразования которых получаются сечения с(/, ф) с сеткой точек, показанной на правом рисунке темными кружками. Эти сечения в действительности соответствуют сигналам во временной области, полученным при наличии градиентов в направлении ф. Регулярная сетка (светлые кружки) получается с помощью интерполяции, а обратное двумерное фурье-преобразование дает искомое изображение (нижний левый рисунок).

При помощи рисунка схемы (см. работу 5) на экран выводят ту часть спектра, где расположена аналитическая пара линий. Вращением винта фокусировки верхнего микрообъектива добиваются четкого изображения проекции спектра на экран щели. Затем, вращая маховичок фокусировки нижнего микрообъектива, получают четкое изображение края зеленой осветительной щели на экране. При фотометрировании перемещение микрообъективов нежелательно. Поэтому до начала фотометрирования столик с пластинкой и объективы устанавливают так, чтобы в процессе работы четкое изображение аналитической пары линий любого спектра пластинки на экране достигалось только вращением винта 11. [c.204]

Изучение дугового спектра железа. Полученную спектрограмму помещают эмульсией вверх на предметный столик спектропроектора ПС-18. Фокусировкой объектива добиваются резкого изображения линий спектра на экране. Берут планшет № 15 атласа дугового спектра железа и накладывают его на экран спектропроектора так, чтобы линии железа в проекции спектра совпадали с линиями атласа. Изучение спектра железа удобно начинать с группы линий 301,61— 302,1 нм, легко запоминающихся, или с группы 259,84— 259,96, состоящей из двух линий приблизительно одинаковой интенсивности. Эта группа линий находится на планшете № 15 (табл. 3). Таким путем, используя другие планшеты ат- [c.48]

Следует учитывать, что на экране спектропроектора полное совмещение линий в проекции спектра с линиями атласа наблюдается только в центре экрана, на участке длиной [c.49]

В уравнениях (IV. П) и (IV. 12) второй член зависит только от вращательного квантового числа /. Первый член зависит от квадрата кван тового числа к, определяющего проекцию момента количества движения на главную ось симметрии, проходящую через центр тяжести молекулы. Каждый энергетический уровень 2(2 + 1) раз вырожден, за исключением нулевого уровня, где й = О и вырождение 2/ + 1. При поглощении квантов электромагнитного излучения во вращательном спектре наблюдают переходы молекул Д/ = + 1, Дй = 0. [c.29]

Как и в атомах (см. выше), спин-орбитальная связь может приводить к расщеплению электронных уровней энергии молекул. Например, у парамагнитных молекул (N0, Ог) при высоком разрешении наблюдается слабое расщепление линий фотоэлектронного спектра ( 1 эВ), обусловленное спин-орбитальной связью неспаренного электрона. Вообще эта связь для двухатомных и линейных многоатомных молекул описывается векторной схемой электронных моментов — орбитального, спинового и полного. Последний выражается через проекции двух первых на ось молекулы формулой [c.143]

Квантовые числа п, I, т недостаточны для полной характеристики энергии и состояния электрона в атоме. Изучение атомных спектров, снятых в магнитном поле, показало, что кроме трех степеней свободы движения (г, О и ф) электрон должен иметь еще и четвертую — вращение вокруг собственной оси. Проекция углового момента количества движения электрона на ось г может иметь два значения и —которь(е называются спиновыми квантовыми числами и обозначаются буквой m . [c.13]

Согласно элементарной теории переходы, соответствующие изменению проекции суммарного ядерного спина на ось Ог (напр,авление поля Я), для первой группы протонов (обозначим ее символом А) будут давать в спектре ЯМР частоты [c.128]

Аналогично этому в спектре ЯМР будет наблюдаться вторая группа линий Ул-, возникающая при изменении проекции суммарного спина ядер второй группы протонов, обозначенной, как группа X. [c.128]

Пространственная анизотропия -фактора означает, что проекция магнитного момента неспаренного электрона на направление магнитного поля, пропорциональная величине д, зависит от угла между направлением поля и молекулярными осями. Пространственная анизотропия -фактора определенным образом проявляется в форме спектра ЭПР. [c.12]

Учет побочного квантового числа позволил классифицировать спектры атомов щелочных металлов, что явилось экспериментальным обоснованием для введения Н. Бором побочного квантового числа I. Число I определяет не только величину момента вращения электрона, но и форму его облака. Число т характеризует проекцию момента количества движения электрона на некоторую ось и соответственно меняется от —I до - -I. Для [c.307]

Прежде чем сформулировать проявления эффектов ХПЭ в спектрах ЭПР, приведем некоторые сведения по ЭПР радикалов. Во внешнем магнитном поле Вц спин неспаренного электрона имеет два стационарных состояния, обозначим их и Д в которых проекция спина равна +1/2 и -1/2, соответственно. Энергии этих состояний равны [c.91]

Если -факторы радикалов равны, то интегральный эффект ХПЭ не формируется. Но за счет сверхтонкого взаимодействия может сформироваться мультиплетный эффект ХПЭ. Рассмотрим РП, в которой разностью -факторов радикалов можно пренебречь, но есть сверхтонкое взаимодействие с одним ядром со спином 1/2. Разобьем ансамбль всех РП на два подансамбля. В одном подансамбле спин ядра имеет проекцию +1/2, а в другом - проекцию -1/2. Соответственно в спектре ЭПР радикала А, содержащего магнитное ядро, появляется сверхтонкая структура, линия ЭПР расщепляется на дублет. В рассматриваемой ситуации одна компонента СТС соответствует резонансной частоте, которая меньше, чем резонансная частота спина-партнера по паре В (см. рис. 6). Другая компонента СТС соответствует резонансу на частоте, которая больше частоты резонанса для I спина-партнера В без магнитного ядра. В каждом подансамбле РП радикалы выносят из клетки интегральную поляризацию. В подансамбле РП с положительной проекцией ядерного спина интегральная поляризация спинов пары дается формулами, которые следуют из приведенных выше выражений [c.102]

Рис. 6. к формированию мультиплетного эффекта ХПЭ в спектре ЭПР пары радикалов с одинаковыми -факто-рами. Равновесный спектр ЭПР (а), спектр ЭПР в подансамбле двух радикалов с проекцией ядерного спина +1/2 (б), спектр ЭПР в подансамбле двух радикалов с проекцией ядерного спина -1/2 (в), суммарный спектр ЭПР (г). оА= ов индукции магнитного поля, при которых [c.103]

Здесь а тл b - константы СТВ, т - проекция ядерного спина, суммирование ведется по всем магнитным ядрам радикалов А и В, соответственно. В каждом подансамбле мы имеем два электронных спина с резонансными частотами Уд и и влияние переменного магнитного поля на спиновую динамику такой пары описывается теми формулами, которые были приведены выше. В результате можно заключить, что при наличии СТС спектра ЭПР радикалов эффективность S-T переходов должна резонансным образом изменяться при совпадении частоты поля с положением СТС компонент спектра ЭПР. [c.128]

Если к тому же рассмотреть для этой задачи матричные элементы дипольного момента перехода, то можно установить, что переходы разрешены только для состояний 1, где - квантовое число проекции спина (-1, О и +1 в данном случае) на направление внешнего поля. Следовательно, можно наблюдать два перехода (-1 ОиО 1)с разными частотами, причем эти частоты зависят от напряженности внешнего поля Н и от ориентации молекулы относительно направления поля. В отсутствие спин-спинового взаимодействия наблюдалась бы только одна частота перехода, поскольку переходы -1 — О и О — 1 по частоте совпадали бы. В целом же тонкая структура спектра, обусловленного такими переходами, будет зависеть [c.401]

Весьма похожие идеи лежат в основе метода ЯМР, в котором также наблюдаются переходы между расщепившимися в магнитном поле компонентами, обусловленными различными проекциями магнитных спиновых моментов ядер на направление поля, а тонкая структура таких спектров ЯМР связана с наличием межъядерного спин-спинового взаимодействия. Отметим лишь, что если метод ЭПР может быть применен к системам в состояниях с мультиплетностью, большей 1, то метод ЯМР пригоден для всех тех систем, в которых есть ядра с отличным от нуля спином ( Н, и др.). [c.402]

Наиболее интересная информация заключена в J-спектре по координате Vi. Хорошо бы иметь возможность, как н в гетероядерном эксперименте, в сечениях параллельно v, обнаружить все компоненты мультиплета. К сожалению, нз-за поворота на 45 мы в действительности находим, что они содержат только одиночные линии. Каждый столбец, несущий сигнал по Vj, содержит одну компоненту мультиплета. Другой недостаток гомоядерного J-спектра обнаруживается, если представить себе его проекцию на координату Vj параллельно Vj, т.е, просуммировав столбцы массива данных. В гетероядерном экспери- [c.386]

В некоторых приложениях 2М-спектроскопии (см. разд. 6.5.5) быва-,ет необходимо вычислять косую проекцию спектра 5(шь шг) на ось, составляющую угол ф с осью (рис. 6.4.2, а). Такая косая проекция, обозначаемая как Р(ш, ф), является функцией только одной частотной переменной ш и дается выражением [c.367]

Особое внимание следует уделять возможному эффекту взаимо-погашения положительных и отрицательных амплитуд 2М-спект-ров. Разные пути переноса когерентности могут давать в проекцию вклады различного знака. Например, в многоквантовой спектроскопии полная интегральная интенсивность сигнала 2М-спектра, как правило, равна нулю. Следовательно, проекция на ось сх)1 дает нулевую интенсивность, если только это не проекция спектра абсолютных значений и в экспериментальной последовательности не используются никакие средства рефокусировки для преобразования противофазных мультиплетов 2М-спектров в синфазные сигналы перед проецированием. [c.394]

Если ввести задержку регистрации, как, например, в последовательности 1г/2 — h/2 — тг — t /2 — h, то мы получим 2М У-спектр. Из спектра на рис. 7.2.11, б можно сделать вывод, что сигналы сдвигаются в соответствии с выражением (6.6.5), а это характерно для спектров спинового эха. В. предельном случае слабого взаимодействия в = 0) мы имеем простой вид спектра, как на рис. 7.2.1, б. Дополнительные сигналы, обусловленные сильным взаимодействием, наблюдаются на частотах Ш1, соответствующих разности частот химических сдвигов, так же, как в корреляционной спектроскопии с задержкой регистрации ( SE SY см. разд. 8.3,1). Если двумерную матрицу данных подвергнуть преобразованию сдвига, как показано на рис. 7,2.11, 6, то в проекции спектра появляется сигнал посередине между двумя химическими сдвигами, что характерно для сильного взаимодействия. Поскольку проекции обычно находят из спектров абсолютных значений, все четыре сигнала, наблюдаемые на частоте Ш2 = (1/2) (П + I2 ), складываются друг с другом независимо от их чередующихся знаков. Хотя на первый взгляд появление дополнительных сигналов должно затруднить интерпретацию спектра, в действительности идентификацию линий провести несложно, поскольку дополнительные линии являются прямым доказательством наличия спин-спинового взаимодействия между ядрами. [c.450]

Подстановка величин и Ш в это уравнение позволяет воспроизвести энергии, приведенные на рис. 9.2,Г. Для ядра с произвольным ядерным спином проекция ядерного магнитного момента на направление эффективного поля на ядре может принимать любое значение 2/ + 1, соответствующее квантовым числам 1, -Л- 1,. .., /- I, I. Эти ориентации приводят к 2/ -I- 1 различным ядерным энергетическим состояниям (одному для каждого значения Ш/), и если каждое из них взаимодействует с электронным моментом, в спектре ЭПР появляются 21 + 1 линий. Поскольку различия в энергиях малы, будем считать, что все уровни с одной и той же величиной т, заселены пдиняково. а линии поглощения ЭПР имеют равную интенсивность и удалены друг от друга на одинаковое расстояние. Например, для неспаренного электрона где 1 = 1, ожидаются три полосы. [c.17]

Спектр ЭПР получают, варьируя напряженность постоянного магнитного поля Я и не изменяя частоту переменного поля V, т. е. энергию Ну. Если построить график зависимости энергии резонансного поглощения от напряженности постоянного магнитного поля д 1вН (рис. 8.10, а), то получится кривая с максимумом, проекция которого на ось абсцисс дает величину резонансной энергии постоянного поля д 1вНг, а высота — величину резонансной [c.204]

Квантовые числа п, I и т, фигурирующие в решении уравнения Шредингера для атома водорода, не полностью определяют движение электронов в атомах. Изучение спектров и другие исследования показали, что к этим характеристикам следует добавить еще одну. Это связано с тем, что, как показывает опыт, электрон имеет четвертую степень свободы упрощенно можно сказать, что он вращается вокруг собственной осн. Это движение называется спином , оно обусловливает наличие у электрона собственного момента импульса, о столь же фундаментальное свойство электрона, как егозаряд и масса . Как показали экспериментальные исследования, проекция собственного момента количества движения электрона может иметь только два значения и —знаки плюс и минус соответствуют раз- [c.45]

Видно, что оператор взаимодействия спинов с переменным магнитным полем может перевести функцию в суперпозицию триплетных состояний А в и ДдДд с проекцией суммарного спина +1 и -1. Значит, в принципе могут наблюдаться резонансные переходы между триплетными подуровнями. Интенсивность линий зависит от разности населенностей уровней. Если в начальный момент образования РП все триплетные уровни заселены одинаково, то в такой ситуации также спектр ЭПР не должен наблюдаться. [c.98]

На рис. 66 и в показан схематически интегральный эффект ХПЭ в подансамблях РП с положительной и отрицательной проекцией спина ядра. В этих подансамблях спин радикала В имеет поляризацию разного знака, и суммарная поляризация этого спина равна нулю. В этих же подансамблях линии спектра ЭПР радикала А также имеют поляризации разного знака, но в отличие от спектра радикала В эти линии имеют разные резонансные частоты, это разные компоненты сверхтонкой структуры спектра ЭПР радикала А. В итоге получаем, что СТС компоненты спектра ЭПР радикала оказыватся поляризованными по-разному, проявляется мультиплетный эффект ХПЭ (см. рис. 6г). В данной ситуации спин радикала В не поляризуется. [c.103]

В начальный момент, когда пара находится в синглетном состоянии, свчЧ О = 0) = переменное поле не индуцирует никаких переходов. Спиновая динамика изменяет когерентность состояния спинов, одновременно к синглетному состоянию примешивается триплетное состояние с нулевой проекцией суммарного спина на ось квантования. В результате взаимодействия с переменным полем индуцируются переходы между уровнями РП и появляется спектр ЭПР. В соответствии с населенностями уровней энергии РП появляется спектр ЭПР с антифазной структурой, за исключением начального участка малых времен. Согласно теории [1], интенсивность каждой линии в спектре осциллирует как [c.112]

Обратите внимание, какой контраст составляют эти заключения с теми, которые можно было бы вывести из проекции Фишера (ср. формулы 9 и 10). Так, может показаться, что в глюкозе гидроксил при С-3 стоит особняком, а остальные скучены по одну сторону молекулы, тогда как в галактозе кажется, что гидроксилы при С-3 и С-4 (слева от оси формулы 10) сходны между собой и отличны от остальных. На основании формул типа 27 и 28, так называемых конформационных формул, можно, не прибегая к эксперименту, достаточно обоснованно предсказать множество химичесхсих и физических особенностей веш,ества. Сравнение формул 27 и 28 позволяет, например, оценить относительные скорости окисления глюкозы и галактозы перйодатом (104) и даже в обш,их чертах ход кинетической кривой этой реакции для галактозы, оценить относительное поведение этих сахаров при хроматографии на бумаге, предсказать характерные особенности спектров ядерного магнитного резонанса и даже высказать достаточно обоснованные предположения о том, почему именно глюкоза, а не какой-либо иной моносахарид занимает доминирующее положение в углеводном обмене любой живой системы. [c.16]

Даже для магнитудных спектров проекция под углом 45° может оказаться полезной. Получение проекций н сечений, которые также могут оказаться полезными для выделения сложных мультиплетов, значительно упрощается с помощью специального приема повороту подвергается весь массив данных. Это влечет за собой перемещение каждой заполненной строки в большей или меиьшей степени в зависимости от ее частоты по У) и ведет к представлению, похожему на гетероядерный -спектр. Вычисляется магнитудный спектр, тогда сечения параллельно V] содержат мультиплеты, а проекция на координату У2 выглядит как спектр с широкополосной гомоядерной развязкой это показано на рис. 10,16, Во всем этом деле разочаровывает следующее прилагая значительные усилия прн проведении эксперимента, который должен увеличить разрешение, мы затем ухудшаем его снова, проводя вычисление магнитуды. [c.387]

Рис, 10,16. Наклоненное представление спектра, данного на рис. 10. ] 5, с проекцией на координату (в форме магнитуды). Оно похоже на спектр с гиирокополос-ной гомоядерной раэвязкон, однако это справедливо только для слабосвязанных систем. При наличии сильного спин-спинового взаи.модействия на половине расстояния между сигналами сильносвязанных ядер появляются дополнительные пики, которые отмечены стрелками на этом спектре. [c.388]

Справочник химика 21

Химия и химическая технология