Электронные состояния и спектры двухатомных молекул

На основе принципа Франка—Кондона может быть рассмотрено несколько характерных случаев, иллюстрирующих зависимость электронно-колебательного спектра двухатомных молекул от взаимного расположения потенциальных кривых комбинирующих электронных состояний. На практике чаще всего встречаются молекулы, у которых г"<г (рис. 2.16,а). В соответствии с вышеизложенным, у таких молекул наиболее интенсивная полоса связана с переходом, сопровождающимся возрастанием запаса колебательной энергии при возбуждении (у"=0->и = 1, 2,. ..). Поэтому электронно-колебательный спектр подобных молекул (например, N0) имеет вид, схематически показанный в нижней части рис. 2.16, а. [c.69]

N2. Спектр молекулярного азота является одним из наиболее хорошо изученных спектров двухатомных молекул. В настоящее время известно около 50 стабильных электронных состояний N2 [3001]. На рис. 10 приведена схема этих состояний и указаны переходы, наблюдавшиеся между ними. [c.349]

Постоянные основного состояния большинства двухатомных молекул определены из их электронных спектров. Молекулы р2, N2 и На являются исключениями из этого [c.147]

Глава 9 ЭЛЕКТРОННЫЕ СПЕКТРЫ ПОГЛОЩЕНИЯ И ИЗЛУЧЕНИЯ МОЛЕКУЛ 9.1. Электронные состояния и спектры двухатомных молекул [c.65]

Чтобы применить полученные результаты для обсуждения электронного строения двухатомных молекул, нужно знать относительные энергии всех молекулярных орбиталей. Порядок устойчивости отдельных орбиталей можно установить экспериментально по молекулярным спектрам в УФ-области. Теоретически удается воспроизвести такую картину, если учесть взаимодействия различных атомных орбиталей, имеющих одинаковую симметрию. Так, например, если разность энергий между 25- и 2р-состояниями невелика, то при построении молекулярной (т-орбитали их необходимо учитывать совместно. В результате возникнут МО, не имеющие чистого 5- или р-характера, с некоторыми гибридными функциями, аналогичными тем, которые были введены в методе ВС. Не вдаваясь в дальнейшие подробности, перейдем непосредственно к окончательному виду энергетической диаграммы. На рис. П1.22 слева и справа находятся атомные уровни, которые при взаимодействии дают систему молекулярных уровней, изображен- [c.188]

Поскольку при обычных температурах, прн которых, как правило, записывают инфракрасные спектры веществ, возбужденные колебательные состояния заселены в незначительной степени, то спектры поглощения отвечают переходам из основного состояния в различные возбужденные состояния. Каждому такому переходу соответствует набор линий поглощения, поскольку колебательные переходы могут сопровождаться различными переходами между вращательными состояниями. При записи спектров в жидкой фазе эта система линий сливается в одну широкую полосу поглощения. Таким образом, как и электронные спектры многоатомных частиц, колебательные инфракрасные спектры представляют собой систему полос, число которых определяется в первую очередь числом колебательных степеней свободы. Только двухатомные молекулы имеют одну колебательную степень свободы. Волновые числа, соответствующие переходу в первое возбужденное состояние для некоторых двухатомных частиц, приведены ниже [c.155]

Полосатые спектры возбужденных двухатомных молекул Heg наблюдались уже давно—в 20—30-х годах текущего столетия — в электроразряде через газообразный гелий при разных давлениях и при разностях потенциалов порядка двух десятков вольт. Открыт был и сложный спектр, отвечающий переходу электрона от устойчивого возбужденного состояния на основную репульсивную потенциальную кривую. [c.167]

Как упоминалось ранее, у двухатомных молекул непрерывная область уровней энергии (соответствующая диссоциации или рекомбинации) примыкает к каждой системе колебательных уровней. Такая непрерывная область существует даже для электронных состояний, у которых нет дискретных колебательных уровней. Соответственно непрерывные спектры поглощения примыкают к прогрессиям полос, обусловленных переходами на различные возбужденные электронные состояния. Непрерывные спектры могут наблюдаться только в тех случаях, когда происходит довольно большое изменение равновесного межъядерного расстояния Ге при переходе от нижнего к верхнему состоянию, ибо тогда максимум Франка—Кондона будет находиться при высоких значениях и или даже попадет в непрерывную область (рис. 36 и соответствующее пояснение в тексте). [c.176]

У многоатомных молекул и радикалов обрыв вращательной структуры в спектре испускания из-за предиссоциации наблюдался только в одном случае — у радикала HNO. Хотя обрыв структуры и был обнаружен у двух колебательных уровней (ООО и 010) возбужденного электронного состояния [19], невозможно сделать вывод о том, что граница предиссоциации позволяет определить диссоциационный предел, так как разность энергий предиссоциированных уровней довольно велика (/ 300 см" ) и имеет другой знак по сравнению с обычно наблюдаемым для двухатомных молекул (рис. 106). Однако нижний предиссоциированный уровень дает точную верхнюю границу для одной из энергий диссоциации радикала HNO Dq"< 2,11 эВ. [c.189]

Инфракрасное (ИК) излучение вызывает переходы между колебательными и вращательными уровнями, поэтому инфракрасные спектры молекул являются результатом энергетических переходов внутри вращательных и колебательных уровней электронного состояния молекул. Каждый колебательный переход фиксируется в виде полосы с максимумом. Двухатомная молекула имеет определенное распределение электрического заряда вдоль связи между атомами. В результате валентного колебания изменяется распределение электрического заряда. Если при этом происходит изменение ее дипольного момента, то колебания молекул приводят к поглощению. Интенсивность И К полос поглощения прямо пропорциональна первой производной дипольного момента по междуядерному расстоянию. Сложная молекула имеет спектр колебания как результирующий всех связей, что затрудняет его интерпретацию. [c.83]

Анализ колебательной и вращательной структуры электронных спектров с целью определения силовых постоянных, а также расстояний между атомами в состоянии электронного возбуждения и т. д. можно провести только для двухатомных молекул газов. При сравнении интенсивностей недостаточно знать поглощение в максимуме вследствие различной ширины и формы полос необходимо учитывать всю площадь полосы. Интенсивность полосы есть мера вероятности электронных переходов и пропорциональна квадрату момента перехода. Момент перехода характеризует изменение распределения зарядов, происходящее при электронном возбуждении. [c.424]

Энергия каждого состояния атома задается численным значением, получаемым в результате анализа его спектров или теоретических расчетов. В случае двухатомных молекул, обладающих большим числом дискретных состояний, представление энергии возбуждения каждого отдельного состояния численным значением практически невозможно и нецелесообразно. В достаточно удовлетворительном приближении для всех известных в настоящее время случаев энергия двухатомной молекулы может быть представлена как сумма ее электронной Г, колебательной 0(и) и вращательной энергии fv(J) (см. уравнение (1.30)). [c.39]

На стр. 40 указывалось, что определение общего числа стабильных электронных состояний двухатомной молекулы и их взаимного расположения из-за наличия у нее отталкивательных состояний требует применения сложных квантово-механических методов расчета, которые могут быть доведены до численных результатов только для наиболее простых молекул, таких, как Н или Н2. Однако из экспериментальных данных известно, что расположение нижних стабильных электронных состояний у молекул АВ и АС, где В и С — элементы одной группы Периодической таблицы, обычно идентично Это позволяет в ряде случаев, когда отсутствуют экспериментальные данные, предсказать для некоторых молекул существование стабильных состояний, не наблюдавшихся в спектрах до настоящего времени, и оценить энергии возбуждения таких состояний. Последние могут быть найдены по соотношению, предложенному Шифриным [463], согласно которому отношение энергий возбуждения г-го состояния молекул АВ и АС обратно пропорционально отношению равновесных межатомных расстояний этих молекул в основном состоянии [c.53]

Как и все симметричные двухатомные молекулы, водород не имеет дипольного колебательно-вращательного спектра, и молекулярные постоянные Нг в основном электронном состоянии могут быть найдены только на основании результатов исследования квадруполь-ного колебательно-вращательного спектра, спектра комбинационного рассеяния и электронного спектра Квадрупольный спектр Нг, лежащий в фотографической инфракрасной [c.182]

Ра- Исследованиями спектров двухатомного фосфора установлено, что молекула Pj имеет пять стабильных электронных состояний X 2g, Л Пg, 6 2 , С и D (см. табл. 116). [c.403]

PF, РС1. Спектры молекул РР и РС1 не наблюдались Тем не менее сопоставление результатов анализов спектров других двухатомных молекул позволяет предсказать тип основного электронного состояния PF и РС1 и вероятные значения молекулярных постоянных. [c.409]

В спектроскопических экспериментах электронные переходы обычно происходят при более высоких энергиях, чем колебательные, которые в свою очередь имеют более высокие энергии, чем вращательные переходы. Реальные спектральные переходы происходят между состояниями, в которых следует различать все трн тнпа возбуждений (электронный, колебательный и вращательный). При такнх переходах может изменяться любой тип возбуждения. Поэтому общие правила отбора представляют собой комбинацию правил отбора для переходов всех трех типов. Выведите общие правила отбора для переходов в инфракрасной областн спектра двухатомной молекулы. [c.89]

Для различных электронно-колебательных полос двухатомных молекул азота изотопные сдвиги изменяются от О до 30 A в зависимости от разницы между колебательными квантовыми числами верхнего и нижнего электронных состояний, при переходе, между которыми образуется данная система полос. Благодаря высокой гомологичности спектров изотопов, отношение яркостей изотопных компонентов электронно-колебательной полосы Р/1 пропорционально отношению концентраций /С соответствующих изотопных молекул (14N2, i N2). При этом коэффициент пропорциональности [c.547]

Настоящее рассмотрение ограничивалось двухатомными молекулами с нулевыми компонентами электронного момента количества движения вдоль межъядерной оси (т. е. молекулами в -состояниях с квантовым числом Л = 0). Для этих молекул правило отбора АЙГ = + 1 строго выполняется. Однако для двухатомных молекул с А О переходы с АЛГ = О также разрешены и дают ()-ветвъ колебательно-вращательного спектра. Двухатомные молекулы с А =/= О можно рассматривать как симметричные волчки. Можно показать, что для таких молекул при ДА = 0, чему соответствуют инфракрасные колебательно-вращательные спектры, поскольку электронные состояния молекул остаются неизменными, выражение (7.67) должно быть заменено формулой Гёпля —Лондона [17—19] [c.130]

Ряд общих закономерностей, свойственных электронным состояниям и спектрам двухатомных молекул, справедлив и в случае многоатомных молекул. Так обстоит дело, например, со свойствами симметрии электронных волновых функций, описывающих эти состояния. Как уже отмечалось, волновые функции могут либо сохранять, либо менять знак при различных операциях симметрии. В соответствии с этим данное состояние может быть симметричным или антисимметричным по отношению к данному элементу симметрии. Укажем, в частности, что свойства симметрии электронных уровней линейных многоатомных молекул типа СОз, С2Н2 и т. д. являются теми же, что у двухатомных молекул, состоящих из одинаковых атомов. Аналогично свойства симметрии линейных несимметричных молекул (H N, N2O и др.) подобны свойствам двухатомных молекул типа НС1, СО и т. д., у которых отсутствует центр симметрии. [c.71]

Изотопный эффект в электронно-колебательно-вращательных уровнях энергии и спектрах двухатомных молекул. Если в молекуле АВ одно или оба ядра замещйются их изотопами, то электрическое поле ядер, в котором находятся электроны, обусловливающие образование химической связи, не меняется. Следовательно, энергия электронного состояния молекулы, рассматриваемая как функ- ция расстояния ч между ядрами или как функция q — изменения межъядерного расстояния по сравнению с его равновесным значением, не должна изменяться при замещении в молекуле АВ одного или обоих ядер их изотопами, т. е. при переходе к молекуле A< )BW. [c.359]

Книга всесторонне и доходчиво, а самое главное методологически правильно знакомит с теорией химической связи и результатами ее применения к описанию строения и свойств соединений различных классов. Сначала изложены доквантовые идеи Дж. Льюиса о валентных (льюис овых) структурах и показано, что уже на основе представлений об обобществлении электронных пар и простого правила октета при помощи логических рассуждений о кратности связей и формальных зарядах на атомах удается без сложных математических выкладок, как говорится на пальцах , объяснить строение и свойства многих молекул. По существу, с этого начинается ознакомление с пронизывающими всю современную химию воззрениями и терминами одного из двух основных подходов в квантовой теории химического строения-метода валентных связей (ВС). К сожалению, несмотря на простоту и интуитивную привлекательность этих представлений, метод ВС очень сложен в вычислительном отношении и не позволяет на качественном уровне решать вопрос об энергетике электронных состояний молекул, без чего нельзя судить о их строении. Поэтому далее квантовая теория химической связи излагается, в основном, в рамках другого подхода-метода молекулярных орбиталей (МО). На примере двухатомных молекул вводятся важнейшие представления теории МО об орбитальном перекрывании и энергетических уровнях МО, их связывающем характере и узловых свойствах, а также о симметрии МО. Все это завершается построением обобщенных диаграмм МО для гомоядерных и гете-роядерных двухатомных молекул и обсуждением с их помощью строения и свойств многих конкретных систем попутно выясняется, что некоторые свойства молекул (например, магнитные) удается объяснить только на основе квантовой теории МО. Далее теория МО применяется к многоатомным молекулам, причем в одних случаях это делается в терминах локализованных МО (сходных с представлениями о направленных связях метода ВС) и для их конструирования вводится гибридизация атомных орбиталей, а в других-приходится обращаться к делокализованным МО. Обсуждение всех этих вопросов завершается интересно написанным разделом о возможностях молекулярной спектроскопии при установленни строения соединений здесь поясняются принципы колебательной спектро- [c.6]

Каждый электронный переход вызывает изменение к леба1ель-ного и соответственно вращательного состояния. Хотя гомоядерные двухатомные молекулы не дают чисто колебательных и чисто вращательных спектров, в электронном спектре проявляется вращательная и колебательная структура в виде серий полос, отвечающих электронным переходам. Чем больше поглощенная энергия, тем более сближаются полосы. Возбуждение электронов приводит к возбуждению колебательных состояний и далее к диссоциации молекулы на невозбуждениый и возбужденный атом. Если сообщенная молекуле энергия превышает энергию, необходимую для этого процесса, то избыток ее идет на увеличение кинетической энергии атомов. Спектр поглощения газообразных атомов является непрерывным, поэтому у границы сходимости полос возникает область сплошного поглощения (континуум). Волновое число этой границы гр (также Умакс) определяет энергию перехода от невозбужденной молекулы к атомам, один из которых возбужден. Вычтя из этой энергии энергию электронного возбуждения атома Дбат, получим энергию диссоциации молекулы на невозбужденные атомы Во (рис. XXIX. 5). [c.346]

Полосы на спектрах, расположенные в диапазоне видимого и ультрафиолетового излучения, возникают в результате взаимодействия вращательных, колебательных и электронных переходов и имеют сложную структуру. На рис. А.23 и А.24 приведена упрощенная схема термов двухатомной молекулы. На рис. А.23 дана схема основного состояния с колебательными и вращательными уровнями энергии. Диссоциированная молекула, атомы которой могут принимать любое количество кинетической энергии, соответствует заштрихованным областям (рис. А.23 и А.24). Вращательные термы приведены в другом, значительно меньшем масштабе. На рис. А.24 показаны аналогичные термы электронных переходов возбужденной молекулы. Полоса электронных переходов состоит из ряда полос, соответствующих различным колебательным переходам, а те в свою очередь имеют тонкую структуру, связанную с вращением молекул. Энергию диссоциации молекулы можно определить, установив частоту, при которой полосатый спектр переходит в сплошной, однако при этом следует учитывать энергию возбуждения образовавшихся атомов. Положение колебательных уровней при электронных переходах в молекуле определяется принципом Франка — Кондона при электронных переходах расстоя- [c.66]

Колебательно-вращательные спектры линейных многоатомных радикалов очень похожи, конечно, на спектры стабильных линейных молекул (см. [II], гл. IV), если их основные электронные состояния относятся к типу Е. В этом случае вращательная структура колебательных переходов Ей—Е и Пц—Е для симметричных молекул должна быть в инфракрасной области совершенно такой же, как у электронных полосЕ — Е иП — Е двухатомных радикалов. Для симметричных линейных молекул типа ХУг только колебания va и V3 активны в инфракрасной области (рис. 53). Для несимметричных молекул все колебания активны в инфракрасной области (индексы g тя. и должны быть опущены). У радикалов такие спектры в газовой фазе еще не найдены, однако в твердой матрице при очень низкой температуре фундаментальные частоты в инфракрасной области были получены для ряда свободных радикалов, особенно Миллиганом и Джекоксом. Естественно, при этих условиях вращательная структура не наблюдается.- [c.99]

Дублетные полосы. Подобно синглетным переходам для дублетных переходов полоса О—О имеет такую же структуру, как в двухатомных молекулах. Наблюдалось большое число электронных переходов 2—например у N O, N3, ВО2, СОг" " и N (см. [НИ, стр. 510 и сл стр. 605 и сл.). Было установлено, что во всех случаях полосы 1—1 состоят из трех подполос, довольно далеко отстоящих одна от другой, в соответствии с наличием трех электронно-колебательных подуровней колебательного уровня 2— 1 в основном состоянии. На рис. 67 в качестве примера приводится часть спектра поглощения радикала N O, в котором легко можно обнаружить три компоненты полосы 1—1. Структура электронноколебательной компоненты полосы 1—1 типаШ—аналогична структуре полосы О—О, за исключением удвоения всех ветвей вследствие /-удвоения в верхнем состоянии и /С-уДВоения в нижнем состоянии. Однако по своей структуре компоненты полосы 1—1 типов 2Д— 2 сильно отличаются от полосы О—О, так как в элек- [c.109]

При ионизации электронным ударом происходит перераспределение энергии возбуждения по колебат. степеням свободы мол. иона, прежде чем этот ион распадается. Предположение о квазиравновесном распределении энергии возбуждения позволяет полуэмпирич. путем рассчитать масс-спектры нек-рых в-в, согласующиеся с эксперим. данными. Однако во мн. случаях, особенно для длинных молекул, эта теория не подтверждается. Для двухатомных молекул изменения колебат. состояний объясняются, исходя из принципа Франка-Кондона (см. Квантовые переходы). При взаимод. низкоэнергетич. электронов (менее 10 эВ) с в-вом могут осуществляться процессы резонансного захвата электронов молекулами с образоваиием отрицательно заряженных ионов М (см. также Ионы в газах). [c.659]

На схеме (см. рис.Х объясняющей П. двухатомной молекулы, кривые А н В представляют потенц. энергию молекулы в связанных электронных состояниях как ф-цию межъядерного расстояния. Предельные уровни (диссоциац. пределы) JTHX состояний-линии EF и KL соотв. выше этих уровней расположен непрерьшный спектр диссоциир. состояний (диссоциац. континуум). Кривая С-потенц. энергия молекулы в свободном (отталкивательном) состоянии. При возбуждении молекула переходит из состояния А на колебат. [c.84]

Действительное иоложепне точки сходимости для ряда двухатомных молекул с одинаковыми ядрами соответствует энергии Лгеход, которая превышает энергию диссоциации О" молекулы, определенную из термохимических данных. Анализ спектров поглощения таких молекул позволяет установить интересный факт фотохимическая диссоциация происходит из электронно-возбужденного состояния, и по крайней мере один из образующихся атомов такн<е оказывается в электронно-возбужденном состоянии. [c.376]

Хотя принципиально методы квантовой механики позволяют предсказать теоретически, какие электронные состояния данной молекулы должны быть стабильными, а какие оттал-кивательными, практически из-за сложности математической задачи соответствующие расчеты могут быть доведены до численных результатов только для наиболее простых случаев. В связи с этим все сведения об электронных состояниях двухатомных молекул основываются на анализе спектров и до настоящего времени, как правило, остаются отрывочными и весьма ограниченными. Поэтому в тех случаях, когда отсутствуют экспериментальные данные, невозможно не только определить общее число и энергии возбуждения всех электронных состояний молекулы, но даже получить соответствующие данные для наиболее низких возбужденных состояний. Следует отметить, что большая часть электронных состояний двухатомных молекул, в том числе состояния, образующие ридберговские серии (т. е. такие состояния, в которых главное квантовое число одного валентного электрона проходит ряд последовательных значений), имеет высокие энергии возбуждения (см. ниже) В связи с этим такие состояния могут внести существенный вклад в статистическую сумму только при высоких температурах, когда соответствующие двухатомные газы фактически полностью диссоциированы на атомы. [c.40]

Следует, однако, отметить что уравнение (1.10) и аналогичное уравнение для AG(u) обычно недостаточно точно описывают значения G v) и AG(u), получаемые при анализе спектров молекул. Функция Морзе, как правило, передает только общий вид зависимости потенциальной энергии молекулы от величины расстояния между ядрами ее атомов. В действительности эта зависимость имеет более сложный характер и до настоящего времени не удалось, несмотря на многочисленные попытки, найти такую потенциальную функцию, которая была бы достаточно удовлетворительной для всех случаев. Анализ различных функций потенциальной энергии двухатомных молекул дан в статье Варшни [4072] (см. также [1411, стр. 49 и след.). Темпе менее из экспериментальных данных, а также на основании предположения, что потенциальная энергия молекулы может быть представлена потенциальной функцией ангармонического осциллятора, известно, что энергия колебательных состояний в общем виде удовлетворительно аппроксимируется степенной функцией (1.4) (см. [151], стр. 69 и след.). Обычно в тех случаях когда применение уравнения (1. 10) для энергии колебательных уровней молекулы приводит к значительным расхождениям вычисленных и измеренных экспериментально значений G(v) (или AG(v)), в уравнение для G(v) вводятся члены, пропорциональные третьей и более высоким степеням квантового числа v. Постоянные в таком уравнении, т. е. значения частоты колебания и постоянных ангармоничности находятся по методу наименьших квадратов на основании величин G(v) или AG(v), полученных при анализе колебательного или электронного спектра молекулы. Ввиду отсутствия каких-либо теоретических соображений о том, какой порядок должно иметь уравнение (1.4). в каждом конкретном случае порядок уравнения определяется только стремлением получить уравнение невысокой степени (для облегчения расчетов) и требованием удовлетворительного согласия вычисленных по этому уравнению значений G v) с экспериментальными данными. [c.44]

СЬ. Спектр, испускания и поглощения двухатомного хлора исследовался рядом авторов в широком интервале длин волн, начиная от видимой области и до вакуумного ультрафиолета. Однако сложный характер электронного спектра хлора, который в основном состоит из континуумов и диффузных полос, существенно затруднил интерпретацию экспериментальных данных, и до настоящего времени сведения об электронных состояниях молекулы СЬ и ее постоянных остаются весьма ограниченными. Наличие в спектре хлора континуумов и диффузных полос обусловлено тем, что молекула СЬ имеет большое число возбужденных электронных состояний с низкими энергиями и общими диссоциационнымн пределами, причем значительная часть этих состояний. является отталкивательными состояниями, а у стабильных состояний минимумы потенциальных кривых смещены относительно минимума потенциальной кривой основного состояния в область больших значений г. Необходимо, правда, отметить, что интерпретация спектра хлора была существенно облегчена исследованиями спектров других галогенов (Вгг и J2), молекулы которых имеют внешние электронные оболочки, аналогичные электронной оболочке молекулы СЬ. [c.250]

Теоретический анализ электронных состояний молекул галогенов ( lj, Вга и Jg), а также двухатомных интергалоидных соединений, исследование их корреляции с состояниями соответствующих атомов и интерпретация результатов экспериментальных исследований спектров галогенов были выполнены Малликеном в ряде работ (см. [2987, 2982, 29981). На основании этих исследований Малликен пришел к выводу, что основным электронным состоянием молекул галогенов является состояние а нижними электронными состояниями, которые коррелируют с состояниями + Р атомов галогенов, должны быть состояния Пи, Ilg и Ilg [2987], и показал, что три последних состояния должны быть состояниями отталкивательного типа, причем переходам соответствуют континуумы, на- [c.250]

Другие системы в спектре JF до настоящего времени не наблюдались, хотя по аналогии с молекулами других двухатомных интергалоидных соединений можно ожидать, что молекула JF должна иметь ряд электронных состояний с низкими энергиями возбуждения, в частности, состояние с энергией, меньшей энергии состояния По+. [c.282]

JBr. Электронный спектр молекулы JBr исследовался в работах [995, 1179, 583, 1178, 1950, 1954, 4096], причем были изучены системы полос, связанные с переходами между девятью стабильными электронными состояниями JBr. Так же как у остальных двухатомных интергалоидных молекул, основное электронное состояние JBr является состоянием 2+, а первое возбужденное состояние — состоянием П. Экспериментально найдены две компоненты последнего состояния —Л П1и5 По+. Системы полос <— X S" иВ По+ X S молекулы JBr были изучены Брауном [995], который наблюдал 67 полос системы Л [c.283]

Справочник химика 21

Химия и химическая технология