Lehramt - Institut für Physikalische Chemie
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Schwingungsspektroskopie 3.1.1.2. Rotationsschwingungsspektren Betrachtet man eine harmonische Schwingung eines zweiatomigen Moleküls, die dem linearen Kraftgesetz F = −Dx (D: Kraftkonstante) gehorcht, so erhält man für die Kreisfrequenz √ √ D ω 0 = 2πν 0 = µ ; ν 0 = 1 D (3.1) 2π µ mit der reduzierten Masse µ = m 1 ·m 2 (3.2) m 1 +m 2 und den Massen m 1 und m 2 der Atome. Für die quantenmechanischen Energiezustände eines harmonischen Oszillators gilt ( E v = h·ν 0 v + 1 ) (3.3) 2 mitdenSchwingungsquantenzahlen v = 0,1,2,....VoraussetzungfüreinenSchwingungsübergang ist die Änderung des elektrischen Dipolmoments, wobei die Auswahlregel für den Übergang zu∆v = ±1 gegeben ist. Ein mit hinreichender Auflösung aufgenommenes Schwingungsspektrum (für die Gasphase) zeigt zusätzlich eine Rotationsfeinstruktur. Für einen starren Rotator existieren die Quantenenergien E J = hcBJ (J +1) (3.4) mit den Rotationsquantenzahlen J = 0,1,2,..., der Rotationskonstante, dem Trägheitsmoment B = h 8π 2 cI , (3.5) I = µr 2 (3.6) und der Bindungslänge r. Die Entartung der Rotationsniveaus beträgt g J = 2J + 1. Die entsprechenden Auswahlregeln lauten ∆J = ±1 für ∆l = 0 (l: Bahndrehimpulsquantenzahl) oder ∆J = 0 für ∆l = 1. Diese führen zu einem Rotationsschwingungsspektrum (∆v = +1) mit verschiedenen Absorptionszweigen. Für ∆J = −1 erhält man den sog. P-Zweig mit Absorptionslinien, welche den Energiedifferenzen ∆E P J = hν 0 −hcJ (B v+1 +B v )+hcJ 2 (B v+1 −B v ) (3.7) entsprechen. Für den Q-Zweig gilt, falls ∆l = 1 möglich ist, ∆J = 0 und und für den R-Zweig ∆J = +1 und ∆E Q J = hν 0 +hc(B v+1 −B v )J (J +1) (3.8) ∆E R J = hν 0 +2hcB v+1 +hcJ (3B v+1 −B v )+hcJ 2 (B v+1 −B v ). (3.9) Die Indices v und v+1 tragen dem Umstand Rechnung, dass die Rotationskonstante B nicht konstant ist, sondern mit zunehmender Bindungslänge r für höhere Schwingungszustände kleiner wird. Ausserdem, hängt B auch von der Rotationsqantenzahl J ab, weil Bindungen bei hohen Rotationszahlen gedehnt werden können (Zentrifugalaufweitung). Dieser Effekt ist aber gering und wir wollen ihn in den weiteren Betrachtugen vernachlässigen. 46
Schwingungsspektroskopie 3.1.1.3. Linienintensität und Linienbreite Die Absorption A wird durch das empirische Lambert-Beer-Gesetz A = lg I 0 I = ε·c·d (3.10) beschrieben, wobei I,c,d und ε die Intensität (I 0 für einfallendes Licht), die Konzentration, die Schichtdicke und den molaren dekadischen Absorptionskoeffizienten bezeichnen. Abb. 3.1.: Rotationsschwingungszustände und Rotationsschwingungsspektren von NO Die Intensität eines Schwingungs-Rotations-Übergangs ist proportional zum Quadrat des Übergangsmoments µ fi (siehe Versuch ,,Elektronenschwingungsspektroskopie“) multipliziert mit der Population des unteren Zustands. µ fi ändert sich kaum mit zunehmendem J. Folglich ist vor allem der Besetzungsgrad der Rotationsniveaus von Bedeutung, welcher nach Boltzmann gegeben ist zu N J N = g J ·e −E J kT ∑ J g , (3.11) J ·e −E J kT wobeiE J = hcBJ (J +1)dieenergetischeLagedesJ-tenRotationsniveausistundg J = 2J+1 der Entartungsgrad. Die Summe im Nenner von Gl. 3.11 ist die Zustandssumme der Rotation. Außerdem muss unter bestimmten Umständen noch eine Kernspinentartung g I berücksichtigt werden, welche aber nur für Moleküle mit symmetrisch äquivalenten Kernen eine Rolle spielt, wie z. B. für CO 2 (siehe Anhang). Die relative Intensität eines Übergangs ist somit gegeben durch A J ∝ g I g J e −hcBJ(J+1) kt . (3.12) DieendlicheLinienbreiteinderInfrarotspektroskopieläßtsichauffolgendeBeiträgezurückführen: • Dopplerverbreiterung aufgrund der sich mit der Geschwindigkeit v B relativ zum Beobachter B bewegender strahlender Moleküle S mit ν B = ν S ( 1+ v c) (wenn Beobachter 47
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Schwingungsspektroskopie<br />
3.1.1.2. Rotationsschwingungsspektren<br />
Betrachtet man eine harmonische Schwingung eines zweiatomigen Moleküls, die dem linearen<br />
Kraftgesetz F = −Dx (D: Kraftkonstante) gehorcht, so erhält man für die Kreisfrequenz<br />
√ √<br />
D<br />
ω 0 = 2πν 0 =<br />
µ ; ν 0 = 1 D<br />
(3.1)<br />
2π µ<br />
mit der reduzierten Masse<br />
µ = m 1 ·m 2<br />
(3.2)<br />
m 1 +m 2<br />
und den Massen m 1 und m 2 der Atome. Für die quantenmechanischen Energiezustände eines<br />
harmonischen Oszillators gilt (<br />
E v = h·ν 0 v + 1 )<br />
(3.3)<br />
2<br />
mitdenSchwingungsquantenzahlen v = 0,1,2,....VoraussetzungfüreinenSchwingungsübergang<br />
ist die Änderung des elektrischen Dipolmoments, wobei die Auswahlregel für den Übergang<br />
zu∆v = ±1 gegeben ist. Ein mit hinreichender Auflösung aufgenommenes Schwingungsspektrum<br />
(für die Gasphase) zeigt zusätzlich eine Rotationsfeinstruktur. Für einen starren<br />
Rotator existieren die Quantenenergien<br />
E J = hcBJ (J +1) (3.4)<br />
mit den Rotationsquantenzahlen J = 0,1,2,..., der Rotationskonstante,<br />
dem Trägheitsmoment<br />
B = h<br />
8π 2 cI , (3.5)<br />
I = µr 2 (3.6)<br />
und der Bindungslänge r. Die Entartung der Rotationsniveaus beträgt g J = 2J + 1. Die<br />
entsprechenden Auswahlregeln lauten ∆J = ±1 für ∆l = 0 (l: Bahndrehimpulsquantenzahl)<br />
oder ∆J = 0 für ∆l = 1. Diese führen zu einem Rotationsschwingungsspektrum (∆v =<br />
+1) mit verschiedenen Absorptionszweigen. Für ∆J = −1 erhält man den sog. P-Zweig mit<br />
Absorptionslinien, welche den Energiedifferenzen<br />
∆E P J = hν 0 −hcJ (B v+1 +B v )+hcJ 2 (B v+1 −B v ) (3.7)<br />
entsprechen. Für den Q-Zweig gilt, falls ∆l = 1 möglich ist, ∆J = 0 und<br />
und für den R-Zweig ∆J = +1 und<br />
∆E Q J = hν 0 +hc(B v+1 −B v )J (J +1) (3.8)<br />
∆E R J = hν 0 +2hcB v+1 +hcJ (3B v+1 −B v )+hcJ 2 (B v+1 −B v ). (3.9)<br />
Die Indices v und v+1 tragen dem Umstand Rechnung, dass die Rotationskonstante B nicht<br />
konstant ist, sondern mit zunehmender Bindungslänge r für höhere Schwingungszustände<br />
kleiner wird. Ausserdem, hängt B auch von der Rotationsqantenzahl J ab, weil Bindungen<br />
bei hohen Rotationszahlen gedehnt werden können (Zentrifugalaufweitung). Dieser Effekt ist<br />
aber gering und wir wollen ihn in den weiteren Betrachtugen vernachlässigen.<br />
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