Transcript E - MiTR
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 4P
B H 4M
P – polaryzacja
M -namagnesowanie
P
N
2
M
E NE
2
H NH
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
i1
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
01
12
2
1 0
3
2
1 0
K
J
23
34
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
𝒎𝒓𝒆𝒅 =
𝒎𝟏 × 𝒎𝟐
[𝒌𝒈]
𝒎𝟏 + 𝒎𝟐
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 𝜈
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 h0 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 h0 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 n1
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