Функция возбуждения атома

Частица в одномерной потенциальной яме используется в качестве модели в теории свободных электронов при описании п -электронных систем в сопряженных линейных полиенах Остов сопряженной системы рассматривается как одномерная потенциальная яма с постоянным потенциалом внутри и с бесконечно большим потенциалом вне ямы Обычно предполагается, что длина ямы равна длине сопряженной цепи, например, полиеновой, увеличенной на одно звено с каждого конца Это искусственное удлинение цепи необходимо для того, чтобы положения, где волновая функция принимает нулевые значения, не попадали на концевые атомы цепи Каждое решение такой задачи рассматривается как орбиталь , на которой могут находиться два электрона Основное состояние получаем, помещая по два электрона на каждую орбиталь в порядке возрастания их энергии до тех пор, пока не разместятся все я -электроны Электронные спектральные переходы рассматриваются как возбуждение электрона с одной из занятых орбиталей на какую-либо вакантную орбиталь Первый переход соответствует возбуждению электрона с орбитали п = М 12, где N — число я -электронов в системе, на орбиталь и =(Л72)+1 Каждый атом углерода вносит в я -электронную систему полнена один я -электрон, N электронов соответствуют N атомам и длина потенциальной ямы определяется как (ЛЧ-1 )Л, где Я — средняя длина связи С — С Тогда энергию первого перехода можно найти как [c.23]

Возбуждение, или ионизация, атомов при столкновении их с электронами зависит от энергии или скорости последних. В большинстве случаев вероятность возбуждения молекулы или атома до соответствующего уровня знергии возрастает с возрастанием скорости электронов до определенного значения, а при дальнейшем увеличении скорости электронов вероятность возбуждения падает. Вероятностью возбуждения называется отношение числа столкновений электрона с атомом или молекулой, приводящих к возбуждению, к общему числу столкновений. Кривые, характеризующие зависимость вероятности возбуждения от скорости движения электронов, называются кривыми функции возбуждения. Положение максимума на кривой функции возбуждения зависит от мультиплетности исходного и возбужденного уровней (терм). При возбуждении термов той же мультиплетности, что и исходный терм атома, функция возбуждения нарастает довольно медленно, достигая максимального значения при очень больших скоростях электронов. Скорость электронов в этих случаях обычно в несколько раз превышает минимальное значение скорости электрона, при которой возможно возбуждение атома. Если же в результате соударения с электроном возбуждается терм иной мультиплетности, чем исходный, то функция возбуждения быстро достигает максимума и затем так же быстро спадает (рис. И, 8). Функция возбуждения для двух близких линий ртути показана на рис. И, 8. При возбуждении одной линии 2655 к, атом ртути переходит из нормального состояния в состояние При [c.75]

Аналогичным образом обстоит дело и в отношении ионизации атомов и возбуждения получающихся ионов. Основную роль и здесь играет столкновение с электронами. Для того чтобы осуществить ионизацию, электрон должен обладать кинетической энергией, превышающей энергию ионизации данного атома г при дальнейшем увеличении скорости электронов эффективность ионизации падает — функция ионизации> ан логична по своему виду функции возбуждениям. Обратны.ми процессами, приводящими к уничтожению ионов, являются процессы рекомбинации ионов с медленными электронами — ион захватывает пролетающий мимо него электрон и воссоединяется с ним в нейтральный атом. [c.34]

Вторая особенность, отличающая действие электрона от действия фотона, связана с тем, что электрон создает электрическое поле. Благодаря этому возможны такие переходы, которые в отсутствие электрического поля не разрешены, и, следовательно, электрон может возбуждать такие уровни молекул, которые не возбуждаются светом. Эффективность процессов возбуждения может быть охарактеризована эффективным сечением процесса , зависящим от сечения соударения атома с электроном и вероятности, или функции возбуждения Величина функции возбуждения зависит от свойств электронной оболочки атома и энергии ударяющего электрона. Она равна доле соударений электрона с атомами, вызывающих переход атома из нормального в возбужденное состояние. Так как атом может [c.20]

Приведенные выше данные позволяют сделать вывод, что в результатах [66], по-видимому, содерл<атся большие дополнительные ошибки в определении абсолютных величин ряда сечений. Кроме того, ясно, что, не привлекая дополнительной информации о форме функций возбуждения при измерениях методом электронного спектрометра (при дискретных значениях энергии электронов), трудно установить точное располо-л ение максимумов сечений и наличие резонансной структуры (сравни сечения возбуждения А = 11,87 эв и ) [c.28]

В пользу правильности такой формы записи волновой функции может служить предельный переход к объединенному атому в пределе R получается синглетная 5о-функция атома бериллия Теперь уже ясна последовательная одноэлектронная теория, искомые функции симметрии о являются решениями уравнений Хартри - Фока. Волновая функ ция вида (4.22) не может обеспечить высокую точность расчета, поскольку значение энергии возбуждения атома лития мало (АЕ = = 0,067907 а.е. = 1,85 эВ). Для атома водорода соответствующее значение энергии возбуждения Is 2р равно АЕ = 0375, что существенно больше, чем в атоме лития, и поэтому вкладом р(Н)-функций можно вначале пренебречь. Приходим к МО вида [c.221]

Вначале необходимо пояснить, что простые волновые функции возбужденного состояния, которые мы рассматриваем в атом разделе, значительно ниже по качеству, чем волновые функции основного состояния (см. IV) построение молекулярных волновых функций возбужденного состояния, дающих величины энергии с точностью до нескольких процентов, является очень сложной проблемой, требующей применения методов гораздо более утонченных, чем ниже описанные. [c.43]

Спектральные линии на рис. 1.6 изображены в виде б-функций. В действительности каждая из компонент спектра должна иметь конечную ширину Г. Говорить о разделении всего спектра на одиночные компоненты имеет смысл лишь в том случае, когда АЕ > Г, или, иными словами, tax, т. е. за время жизни т возбужденный атом или ядро успевает испытать несколько соударений t — время между двумя столкновениями). Для газов при нормальных тем- [c.21]

Возбужденный атом водорода в состоянии Р обладает тремя 2р-орбиталя-ми рх, ру ш pz), которые взаимно перпендикулярны и имеют форму гантелей (рис. 2-6). В молекулярном ионе Нг такие волновые функции протона и атома водорода можно представить в различных комбинациях, приводящих к разным типам орбиталей, одна из которых имеет Я. = О, а другие — к [c.121]

В 1964 г. в Лаборатории ядерных реакций ОИЯИ при облучении ускоренными ионами были синтезированы ядра, испытывающие спонтанное деление с периодом полураспада, который был приблизительно оценен как 0,2—0,4 сек. Спонтанное деление нового излучателя наблюдалось на фоне распада спонтанно делящихся изомеров и других активностей, которые образуются в реакции Ри + Ке в существенных количествах, поэтому в первой работе не удалось измерить период полураспада точнее. Трудности, с которыми столкнулись экспериментаторы, иллюстрируют следующие цифры при максимальной интенсивности потока ускоренных ионов неона (десятки микроампер ионного тока) наблюдавшийся выход составлял приблизительно один атом в час. Однако, несмотря на все эти трудности, анализ формы функции возбуждения для обнаруженного излучателя и результаты контрольных опытов позволили авторам работы сделать заключение, что синтезированный изотоп является одним из изотопов элемента 104 с массовым числом, по всей вероятности, 260 [26]. [c.14]

Если атом водорода в возбужденном р-состоянии поместить в магнитное поле, то окажется, что вырождение трех р-функций снимается, р-состояние расщепляется на три энергетических уровня [c.50]

Кроме основного состояния, атом водорода может находиться также в различных возбужденных состояниях. Функции радиального распределения для этих состояний могут быть выражены точно так же, как и функция основного состояния. Примеры некоторых из этих функций 2з и 2р также представлены на рис. 2-8. [c.76]

Если не учитывать спин-орбитальное взаимодействие, то Е1-нереходы с испусканием или поглощением света между триплетными и синглетньши состояниями запрещены (из-за ортогональности спиновых функций). В связи с этим синглетные и тринлетные состояния атома гелия являются в этом приближении независимыми. Попав в нижайшее возбужденное триплетное состояние г )а[(15) (25) ], атом гелия длительное время будет находиться в этом состоянии (месяцы), так как изменение ориентации спина одного из электронов трудно осуществимо. Из-за большого времени жизни этого состояния его называют метаста-бильным состоянием. Таким образом, атомы гелия, находящиеся в синглетных и триплетных состояниях, можно рассматривать как два разных типа атомов. Атом гелия, находящийся в син-глетном состоянии, называют парагелием. Атом гелия, находящийся в триплетном состоянии, называют ортогелием. Атомы парагелия не имеют магнитного момента и образуют диамагнитный газ. Атомы ортогелия обладают магнитным моментом и образуют парамагнитный газ. Спектральные линии атомов парагелия одиночны. Спектральные линии ортогелия состоят из трех близких линий (триплетов), соответствующих трем спиновым состояниям, энергии которых при учете релятивистских поправок отличаются на малую величину. [c.346]

Принципы метода МО рассмотрим на примере образования молекулы Нг. Каждый атом Н представляет собой систему из ядра и одного электрона, движение которого (в основном, не возбужденном состоянии) описывается волновой функцией ф1з (15-АО). [c.118]

О. Термодинамические функции одноатомного кислорода, приведенные в табл. 1 (II), были вычислены для температур 293,15—20 000° К. Поступательные составляющие вычислялись по соотношениям (11.8), (11.9), принимая Лф=0,98124 и Л =5,94244 кая/г-атом-град, электронные— по уравнениям (11.20) и (П. 21) на основании величин, приведенных в табл. 16. Сумма по электронным состояниям и ее производная по температуре вычислялись непосредственным суммированием по уровням энергии на быстродействующей электронной счетной машине. Расчет проводился с учетом конечного числа состояний атома кислорода в соответствии с методикой, изложенной в 6 (см. стр. 74, уравнение (11.18)). Для упрощения расчета при температурах ниже 8000° К учитывались все уровни энергии со значениями главного квантового числа п.-< 11. Благодаря высоким энергиям возбуждения всех электронных состояний атома кислорода с п > 7 ошибка из-за такого упрощения пренебрежимо мала, и ее максимальная величина при 8000° К не превышает 0,0003 кал/г-атом град в значениях Фг-При температурах выше 13600° К в расчетах учитывались уровни энергии с п Ятах ( тах плавно растет с увеличением температуры от 13 600 до 20 000° К, см, стр. 76). [c.174]

При температурах, не превышающих 10 000° К, погрешности вычисленных значений термодинамических функций обусловлены неточностью принятых значений универсальных постоянных и не превышают 0,003—0,005 кал/г-атом град. При более высоких температурах становятся существенными ошибки из-за пренебрежения вкладами уровней, не приведенных в табл. 125. Однако благодаря большим энергиям возбуждения этих уровней и высокой энергии ионизации иона С+(см. стр. 484) соответствующие погрешности составляют несколько сотых кал/г-атом -град в значении [c.468]

При температурах до 5000° К точность вычисленных значений термодинамических функций определяется только точностью принятых значений физических постоянных и соответствующие погрешности в величинах Ф и 5° не превышают 0,003—0,004 кал/г-атом -град. При более высоких температурах становятся заметными погрешности, обусловленные тем, что в расчете не учитывались электронные состояния с энергией возбуждения больше 52 ООО см , соответствующие значениям главного квантового числа валентного электрона атома Si от 4 до 11, однако вклад этих состояний в рассматриваемом интервале температур мал и не превышает 0,01 кал г-атом-град в значении [c.675]

Ве. Поступательные составляющие в значениях термодинамических функций одноатомного бериллия вычислялись по уравнениям (II.8) и (II.9) сЛф = — 0,7296 и Лх =+4,2386, электронные составляющие — по уравнениям (11.20) и (П.21) на основании уровней энергии атома Ве, приведенных в табл. 230. При температурах ниже 4500—5000° К точность вычисленных значений функций определяется только точностью принятых физических постоянных, и погрешности в значениях Ф и S]. не превышают 0,003—0,005 кал г-атом-град. При более высоких температурах погрешности увеличиваются из-за пренебрежения электронными состояниями с энергиями возбуждения выше 55 ООО см - и главным квантовым числом и И, но, так как вклад таких уровней мал, погрешность в значении не превышает 0,02 кал г-атом-град. [c.793]

Mg. Термодинамические функции одноатомного магния, приведенные в табл. 318 (II), вычислялись по уравнениям (II. 22) и (И. 23), Поступательные составляющие в значениях термодинамических функций газообразного одноатомного магния вычислялись по соотношениям (II.8) и (II.9) с Лф = 2,2294 и Аз = 7,1976 кал г-атом. град. Сумма по электронным состояниям атома Mg и ее производная по температуре вычислялись непосредственным суммированием на основании данных, приведенных в табл. 238. При температурах ниже 4000° К точность вычисленных значений термодинамических функций магния определяется только точностью принятых физических постоянных, и погрешности в Фг и 5 не превышают 0,003—0,005 кал г-атом -град.Нщ более высоких температурах становятся заметными ошибки из-за того, что в расчете не принимались во внимание электронные состояния атома магния с энергиями возбуждения выше 50 ООО см" - и главным квантовым числом л 11. Однако вклад таких уровней в сумму по состояниям и ее производную мал и погрешность из-за пренебрежения ими не превосходит кал г-атом -град в значении 58000- [c.816]

Расхождения между значениями термодинамических функций одноатомных натрия и калия, приведенными в настоящем и первом изданиях Справочника, обусловлены тем, что в первом издании в расчетах не учитывались уровни, имеющие энергии возбуждения выше 31 ООО см . Эти расхождения достигают 0,06 и 0,2 кал/г-атом -град в значениях Ф оо Для Na и К соответственно. [c.901]

Вероятность (функция) возбуждения. Вероятность (функция) ионизации. Когда скорость электрона меньше скорости, соответствующей первому критическому потенциалу, столкновение его с атомом всегда упруго, за исключением тех случаев, когда медленно движущийся электрон, попав в сферу действия атома, ие может из неё вырваться и образует вместе с атомом отрицательный ион. Если же скорость электрона больше первой критической скорости, то столкновение его с атомом может быть как неупругим, так и згпругим электрон отдаёт свою энергию атому не обязательно, а лишь в некотором и притом довольно небольшом числе случаев из всех столкновений. Относительное число этих благоприятных для возбуждения случаев, или вероятность возбуждения, определяют, подсчитав, с одной стороны, из длины свободного пути электрона в газе число столкновений электронов данного пучка с атомами газа, а с другой — по уменьшению силы электронного тока число электронов, выбывающих из пучка вследствие потери скорости при столкновении. Ионизация при этом не должна происходить, или же число актов ионизации должно быть учтено по току положительных ионов на соответствующий электрод. Другой метод определения числа актов возбуждения — определение этого числа из спектроскопических данных. Та функция, которая определяет зависимость вероятности возбуждения атома электроном от скорости электрона, или, что то же, от пройденной электроном разности потенциалов U, называется функцией возбуждения. [c.203]

Доплеровское уширение существенно во всех обычно используемых в атомной абсорбции атомизаторах, но его влияние на контур коэффициента поглощения ие всегда приводит к функции Фойгта, описывающей контур при равновесных условиях с низкой плотностью падающего излучения. Доля возбужденных атомов будет больше в подмножестве доплеров-ских скоростей с длиной волны Яо, расположенной ближе к длине волны лазерного пучка X, чем в подмножестве доплеров-ских скоростей, у которого длина волны удалена от длины волны лазерного пучка. По формуле (37) можно найти коэффициент поглощения каждого подмножества, за исключением тех случаев, когда столкновения изменяют скорость возбужденного атома, вызывая его перескок из одного доплеровского подмножества в другое. Если возбужденный атом не тушится (не переводится на нижний уровень со снятием возбуждения) столкновением, то такое столкновение дает дополнительный механизм, увеличивающий долю возбужденных атомов в подмножествах доплеровских скоростей с резонансными длинами волн, которые не всегда близки к длине волны лазера. Доля возбужденных атомов в далеко отодвинутом подмножестве доплеровских скоростей становится больше, чем без таких меняющих скорость столкновений, и тогда коэффицнент поглощения, предсказываемый формулой (37), для этого подмножества становится слишком большим. [c.168]

Преяаде чем рассматривать контуры линий для таких случаев, рассмотрим один случай, в котором формула (37) приложима для пламен, используемых в атомно-абсорбционной спектрометрии. В этом случае возбужденный атом из одного подмножества доплеровских скоростей не меняет существенно своей доплеровской скорости за счет столкновенпй, прежде чем он покинет возбужденный энергетический уровень. Изменение доплеровского сдвига должно быть намного меньше, чем ширина доплеровского контура, и меньше, чем ширина контура Лоренца. Этот случай мог бы также реализоваться, если бы столкновения, вызывающие существенное изменение доплеровской скорости, тушили возбужденный атом, переводя его на нпжний энергетический уровень [58]. Возможно, это верно для обычных аналитических пламен, где скорость тушения высока. В этом случае переходами возбужденных атомов между подмножествами доплеровских скоростей можно пренебречь и формулу (37) использовать для определения коэффициента поглощения для каждого подмножества доплеровских скоростей. Предполагая максвелловское распределение скоростей для всех атомов, можно показать, что относительное число атомов в каждом подмножестве скоростей, которое сдвинуто на частоту Яо, задается гауссовским распределением %оЛв), где Я,о есть центр распределения. Коэффициент поглощения для фотонов с длиной волны Я для каждой из доплеровских групп взвешивается гауссовской функцией (Яо, Яо), и при интегрировании (сложении) получается полный козффициент поглощения к к), характеризующий поглощение фотонов с длиной волны Я всеми доплеровскими подмножествами. Результирующий коэффициент поглощения имеет вид [c.169]

Если же в результате удара электрона возбуждается терм иной мультиплетности, чем исходный терм, то функция возбуждения быстро достигает максимума и затем быстро уменьшается. Оба указанных случая зависимости вероятности возбуждения от скорости электронов иллюстрируются рис. 29, где показана функция возбуждения для двух близких линий ртути. При возбуждении одной линии атом ртути переходит из нормального состояния 1 5о в состояние 4 Й2. При этом мульти-плетность не меняется. Возбужденный атом через некоторое время переходит из этого возбужденного состояния 4 >2 в состояние 2 Яь что связано с испусканием света с длиной волны [c.107]

Форма зависимости вероятности возбуждения (функции возбуждения), от энергии электронов для различных переходов различна. Например, для атомов с двумя валентными электронами функция возбуждения при переходах из синглетного в синглетное состояние имеет широкий максимум, соответствующий энергиям электронов, значительно большим, чем минимальная энергия возбуждения. Для переходов же с изменением мультиплетности, например синглет -> триплет, функция возбуждения имеет резкий максимум при энергии, близкой к энергии возбуждения. Причина этого различия заключается в том, что при переходе синглет синглет полное спиновое квантовое число не изменяется, т. е. векторы спинов двух валентных электронов остаются антнпараллельными. При переходе же синглет триплет ориентация векторов спинов меняется на параллельную (полное спиновое квантовое число изменяется с О на 1). Подобного рода изменение полного спинового квантового числа часто возможно только в результате электронного обмена, т. е. когда ударяющий электрон захватывается атомом, а один из атомных электронов покидает атом. Такой процесс может происходить, по-видимому, лишь в случае, если энергия ударяющего электрона близка к энергии возбуждения. Это и приводит к тому, что функция возбуждения при таком обменном механизме имеет острый максимум, лежащий вблизи критической энергии возбуждения. Например, при возбуждении атомов ртути электронным ударом происходит переход П5о 2 Р1(Е = 4,9 эв). Функция возбуждения этого процесса имеет максимум при энергии электронов 7 эв. Таким образом, различие составляет всего 2,1 эв [13]. Процесс может быть представлен следующим образом [c.22]

Вторая особенность, отличающая действие электрона от действия фотона, связана с тем, что электрон создает электрическое поле. Благодаря этому возможны такие переходы, которые в отсутствие электрического поля не разрешены, т. е. электрон может возбуждать такие уровни молекул, которые не возбуждаются светом. Эффективность процессов возбуждения может быть охарактеризована эффективным сечением процесса, зависящим от сечения соударения атома с электроном и вероятности, или функции возбуждения /в- Величина функции возбуждения зависит от свойств электронной оболочки атома и энергии падающего электрона. Она равна доле соуда рений электрона с атомами, вызывающих переход атома из нормального в возбужденное состояние. Так как атом может иметь несколько разных возбужденных состояний, то величина вероятности возбуждения должна быть отнесена к конкретному состоянию. Возбуждение атома электроном, обладающим до- [c.22]

Атом гелия. Трактовка атома гелия методами волновой механики была дана Гейзенбергом. Рассмотрим атом гелия, в котором один из электронов находится на низшем энергетическом уровне, т. е. в 15-состоянии, а второй электрон — на некотором возбужденном энергетическом уровне. Сначала мы не будем принимать в расчет кулоновское отталкивание электронов,т.е. будем рассматривать движение каждого электрона под влиянием ядра как не зависящее от присутствия второго электрона. Таким образом, волновые функции электронов оказываются подобными волновым функциям водорода, но, конечно, несколько измененными вследствие удвоенного заряда ядра. Обозначим волновую функцию невозбужденного состояния Л, а волновую функцию возбужденного состояния . Электроны обозначим соответственно 1 и 2. Если электрон 1 находится в невозбужденном состоянии, а электрон 2 в возбужденном, то будем писать (1) и ср (2), а при обратном соотношении обозначим их функции как ф (2) и а(1). Волновые функции всей системы получаются путем перемножения ф и ср. Так, если Ь )У йх йу йг представляет вероятность нахождения электрона (1) в определенном элементе объема — йх иухаг и ъ 2)) йх йу. йг — вероятность нахождения электрона (2) в элементе объема то вероятность их одновремен- [c.130]

Чтобы объяснить октаэдрическую структуру SFg (см. рис. 71), надо принять, что атом серы участвует в соединении не в основном состоянии KL2s 3p 3py Зр., а в возбужденном KL2s3p 2d . Затем допустить, что в поле шести атомов фтора происходит -гибридизация орбиталей шести валентных электронов, и выбрать коэффициенты в гибридной функции так, чтобы шесть осей гибридных 5р -орбиталей были направлены к вершинам октаэдра. Так теория направленных валентностей в методе валентных связей объясняет структуру простейших молекул и их производных. [c.186]

Спиновое взаимодействие между протонами обусловливает магнитную поляризацию промежуточного электронного облака, как это указывалось на стр. 289. Взаимодействие между протонами и электронами может происходить по различным механизмам (Рамзей [52]) с участием магнитных моментов, связанных как с орбитальным движением электронов, так и с электронным спином, но, по-видимому, только один из этих факторов является достаточно существенным для объяснения наблюдаемой величины взаимодействия. Речь идет о влиянии электронного спина, известного под названием фермиевского или контактного взаимодействия, поскольку оно зависит от плотностей электронных спинов у про.тонов. Величина константы связи может быть вычислена методом возмущений второго порядка [52], согласно которому возбужденные триплетные состояния вводятся в волновую функцию молекулярных электронов, или путем дальнейщего приближения, для чего средняя величина энергии возбуждения берется непосредственно из волновой функции основного состояния. Именно так сделал Рамзей в случае молекулярного водорода, использовав функцию Джемса — Кулиджа. Было использовано произведение атомных орбит по Гейтлер-Лондону [33] Карплус и сотр. [61, 62, 119] рассчитали приближенным методом величины ряда валентных связей. Эти данные позволили получить теоретическое значение константы связи в метане, равное 10,4 1,0 гц константа связи, определенная по расщеплению спектра H3D, составляет 12,4 1,6 гц. Кроме того, предсказано, что константа связи J между протонами внутри метиленовой группировки [61]является чувствительной функцией угла связи Н—С—Н зависимость такова, что J уменьшается от величины примерно 20 гц при валентном угле 105° до нуля с расщирением угла примерно до 125° при более щироких углах можно ожидать появления небольших отрицательных значений J. Число молекул, для которых точно известен валентный угол Н—С—Н, весьма ограниченно в тех случаях, когда эти углы известны, экспериментальные данные согласуются с вычисленной кривой. В частности, в отнощении двух геминальных водородов в винилиденовой груп--пе>С = СН2 можно предсказать, что они взаимодействуют очень слабо (7 S1 гц), так как центральный атом углерода является- хр -гибридизованным, а угол Н—С—Н велик константы связи поэтому малы, что согласуется с экспериментальными данными. [c.307]

Используя указанные ниже волновые функции для я-электронной системы этиленамина СН2 = СН—ЫНг, вычислите л-электрониую плотность, эффективный заряд на каждом центре и матрицы плотности первого порядка для основного и первого возбужденного состояний. (Обратите внимание на то, что атом азота вносит в л-систему два электрона.) [c.261]

Погрешность вычисленных таким образом термодинамических функций положительного иона одноатомного кислорода складывается из погрешностей, обусловленных неточностью принятых значений физических постоянных и неучетом электронных состояний иона О с энергиями возбуждения свыше 100 ООО При температурах до 20 000° К эти погрешности не превышают О,ООБ кал/г-атом-град в зшчешяхФт Термодинамические функции О вычислялись в работах [335] (Sr, Е°т и Ср до 20 000° К) и [1851а] (Фг до 50 000°К) результаты обоих расчетов согласуются с данными табл. 2 (II) в пределах 0,02кал/г-атож-граЭ. Другие расчеты та(блиц термодинамических функций О" в литературе неизвестны. [c.175]

Br . Поступательные составляющие термодинамических функций отрицательного иона одноатомного брома вычислялись по тем же значениям Лф я As, что и для нейтрального одноатомного брома. Электронные составляющие равны нулю, поскольку в Справочнике принято, что ион Br не имеет стабильных возбужденных состояний, а его основное состояние является состоянием S. Погрешности вычисленных таким образом значений Фг и 8т обусловлены неточностью физических постоянных и не превосходят 0,005кал1 г-атом-град. [c.272]

Термодинамические функции одноатомного азота ранее вычислялись в ряде работ, из которых следует отметить выполненные за последнее время расчеты Хаффа, Гордона и Моррелл [2142] до 6000° К, Бюро стандартов США [3680] до 5000° К, Кольского и др. [2462] до 8000° К, Предводителева, Ступоченко, Самуйлова и др. [336] до 20 000° К и Мартинека [2792] до 40 000° К- Результаты всех этих расчетов до 8000—10 000° К, как правило, согласуются с данными, приведенными в табл. 91 (II), с точностью до величин, определяемых различием основных физических постоянных Выше 10 000° К уровни энергии атома N с высокими энергиями возбуждения, учтенные в настоящем Справочнике, но не наблюдавшиеся экспериментально, дают заметный вклад в значения термодинамических функций. Этим объясняется тот факт, что приведенные в табл. 91 (II) значения функций N при этих температурах начинают превышать значения, вычисленные Предводителевым, Ступоченко, Самуйловым и др. [336] и Мартинеком [2792] (в работе [336] расчет проводился по методике Ферми без учета ненаблюдавшихся электронных состояний, а в работе [2792] при расчете учитывались только первые возбужденные состояния и атома азота). При 20 000° К соответствующие расхождения в энтропии достигают 5,2 и 6,4 кал/г-атом,-град. [c.379]

В. Поступательные составляющие в значениях термодинамических функций одноатомного бора вычислялись поформулам (II.8) и (II.9), принимая Аф = —0,1849 и Аз = = 4,7833 кал/г-атом-град, электронные составляющие — по уравнениям (11.20) и (11.21) на основании уровней энергии, приведенных в табл. 207. Основные погрешности вычисленных значений термодинамических функций бора определяются отсутствием экспериментальных данных об энергии возбуждения состояния 2з2р Р и пренебрежением состояниями с энергиями возбуждения свыше 50 ООО см . Тем не менее при температурах до 6000° К погрешности в значениях Фг и 8т не превышают + 0,01 кал/г-атом -град. [c.718]

Термодинамические функции одноатомного бора вычислялись Кольским и др. [2462] (Ф для Т < 8000° К), Хаффом, Гордоном и Моррелл [2142] и Уилкинсом и Олтманом [4269] (7 6000° К) в сводке Сталла и Зинке [3894] таблица термодинамических функций бора принята по данным [2142]. Расхождения между значениями, приведенными в табл. 267 (II) и работе [2462], не превосходят 0,01 кал/г-атом -град и обусловлены главным образом различием принятых значений физических постоянных расхождения с данными [2142] достигают 0,03 кал/г-атом-град в значении 5° и, помимо различия в значениях физических постоянных, объясняются пренебрежением в работе[2142] возбужденными состояниями атома бора. [c.718]

При Т< 5000° К погрешности вычисленных значений термодинамических функций одноатомного алюминия определяются практически только неточностью принятых значений физических постоянных и не превышают 0,005/сал/г-атож-гра . При более высоких температурах становятся существенными ошибки из-за включения в статистическую сумму и ее производные лишних состояний с где Птах вычислено по уравнению (И. 18), атакже из-за приближенных оценок энергий возбуждения ряда уровней. Тем не менее общая погрешность вычисленных значений одноатомного алюминия во всем интервале температур не превышает 0,01 кал/г-атом-град. [c.762]

Ве. Атом бериллия в основном состоянии имеет электронную конфигурацию ls 2s , которой соответствует один терм — 5. При возбуждении одного -электрона атома Ве образуется группа синглетных и триплетных термов, соответствующих конфигурации ls 2s i S)nl со значениями L = I. Ионизационный предел этой группы расположен на 75192,29 см , а первое возбужденное состояние 2р —-на 21 980 смГ выше основного состояния S. В табл. 230 приведены пять уровней энергии атома Ве, учитывавшиеся при расчетах термодинамических функций и соответствующие переходу 2s-электрона в 2р- и Зз-состояния. Более высокие уровни с энергиями возбуждения, превышающими 56 ООО могут не рассматриваться при последующих расчетах. [c.787]

Мё+. Термодинамическиефункции ионизованного магния, приведенные в табл. 319 (II), были рассчитаны по уравнениям (11.22) и (II.23) (Лф=2,2294 иЛ5=7,1976 кал/г-атом-град) с учетом в статистической сумме и ее производной уровней, приведенных в табл. 239. Пренебрежение в расчете уровнями с более высокими энергиями возбуждения не вносит ошибок в значения термодинамических функций Mg+ при Т < 6000° К. [c.816]