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本文采用考虑了Davidson修正的内收缩多参考组态相互作用(icMRCI)方法, 计算了
$ {\text{N}}_{2}^{+} $ 体系的$ {{\text{X}}^{2}}{\Sigma}_{\text{g}}^{+} $ ,$ {{\rm{A}}^{2}}{\Pi }_{\rm{u}}$ 和$ {{\text{B}}^{2}}{\Sigma}_{\text{u}}^{+} $ 电子态的势能曲线、光谱常数和偶极跃迁矩阵元. 根据计算的分子结构数据, 给出了配分函数, 并模拟了压强在100 atm (1 atm=1×10 5Pa)的条件下, 温度分别为295, 500, 1000, 2000, 2500, 5000和10000 K的不透明度. 结果表明, 由于激发态的布居数随着温度的升高逐渐增多, 不透明度分布的波长范围逐渐增大, 并且不同谱带的分界线也逐渐变得模糊. 本工作中计算的$ {\text{N}}_{2}^{+} $ 分子离子不透明度, 还在相同压强和温度条件下与其中性分子不透明度进行了对比,发现无论是波长分布范围还是峰值结构都存在显著差异. 本工作系统分析了温度效应对氮气分子离子不透明度的影响, 可以为天体物理领域提供理论和数据支持.The potential curves, spectroscopic constants and dipole moments for$ {{\text{X}}^{2}}{\Sigma}_{\text{g}}^{+} $ , A 2Π uand$ {{\text{B}}^{2}}{\Sigma}_{\text{u}}^{+} $ state of$ {\text{N}}_{2}^{+} $ are calculated by the internal contraction multi reference configuration interaction (icMRCI) method, with Davidson correction taken into consideration. According to the results of molecular structures, we present the partition function in a temperature range of 100–40000 K and the opacities at different temperatures (295, 500, 1000, 2000, 2500, 5000 and 10000 K) under a fixed pressure of 100 atm. It is found that the populations of excited states increase with temperature increasing, as a result, the wavelength range of opacity also increases and band boundaries for different transitions gradually become obscure. In comparison with the cases of N 2with the same pressure and temperature, significant discrepancies are found in the wavelength ranges and structures of opacity of$ {\text{N}}_{2}^{+} $ for the present work. The influence of temperature on the opacity of$ {\text{N}}_{2}^{+} $ is studied systematically in the present work, which is expected to provide theoretical and data support for astrophysics.-
Keywords:
- nitrogen cation/
- spectroscopic constants/
- opacities
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$ \nu $ $ {{\rm{X}}^{2}}{\Sigma}_{\rm{g}}^{+} $ $ {{\rm{A}}^{2}}{{\Pi}_{\rm{u}}} $ $ {{\rm{B}}^{2}}{\Sigma}_{\rm{u}}^{+} $ This work Experiment[18] This work Experiment[18] This work Experiment[18] 1 2160.20 2186.3 1860.80 1873.1 2350.81 2371.5 2 2127.69 2131.8 1830.13 1843.2 2296.85 2318.8 3 2095.20 2118.8 1800.42 1813.3 2236.54 2260.4 4 2062.18 2054.0 1770.50 1783.7 2169.60 2196.4 5 2028.65 2057.7 1740.20 2095.35 2122.8 6 1994.38 2003.6 1710.16 2008.01 2041.0 7 1960.15 1977.9 1680.47 1904.72 1951.1 8 1926.84 1940.7 1650.76 1790.50 1838.2 9 1893.06 1903.8 1621.04 1671.73 1726.9 10 1856.93 1870.9 1591.27 1553.84 1596.7 11 1818.04 1835.8 1561.57 1441.30 1479.9 12 1776.20 1800.6 1531.56 1339.77 1371.4 13 1733.59 1764.7 1501.57 1251.04 1276.3 14 1693.16 1733.5 1471.76 1175.43 1196.3 15 1657.08 1684.3 1442.16 1111.18 1126.6 16 1625.93 1655.8 1412.80 1053.80 1067.1 17 1597.90 1616.3 1383.51 1002.49 1015.5 18 1570.43 1576.8 1354.06 955.83 966.0 19 1541.51 1537.3 1324.26 913.25 922.0 20 1510.09 1497.8 1294.02 873.37 882.0 
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State Source ${R_{\rm{e}}}$/Å ${T_{\rm{e}}}$/$ {{\rm c}}{{{\rm m}}^{{{ - }}1}} $ ${\omega _{\rm{e}}}$/$ {{\rm c}}{{{\rm m}}^{{{ - }}1}} $ ${B_{\rm{e}}}$/$ {{\rm c}}{{{\rm m}}^{{{ - }}1}} $ ${D_{\rm{e}}}$/eV ${ { {\rm X} }^{2} }{{\Sigma}}_{ {\rm g} }^{+}$ This work 1.1191 0 2196.2324 1.9227 8.7145 Expt.[18] 1.116 0 2207.00 1.9319 8.7128 Theory[51] 1.17 0 2075 8.4 Theory[52] 1.106 0 1.97 Theory[53] 1.1201 2193.4 1.919 Theory[54] 1.1203 2195 1.917 Theory[55] 1.1189 2204.5 1.924 Theory[56] 1.1261 0 2140 Theory[57] 1.12 2185 ${ { {\rm A} }^{2} }{ { {\Pi } }_{ {\rm u} } }$ This work 1.1777 8911.1935 1890.3412 1.7358 7.6096 Expt.[18] 1.177 9016.4 1903.53 1.748 7.5948 Theory[51] 1.26 14517.97 1693 6.7 Theory[52] 1.165 9016 1.773 Theory[53] 1.1781 1898.0 1.735 Theory[54] 1.1762 1918 1.739 Theory[55] 1.1772 1900.1 1.737 Theory[56] 1.1875 8872.10 1850 Theory[57] 1.177 1911 ${ { \rm {B} }^{2} }{\Sigma}_{ {\rm u} }^{+}$ This work 1.0772 25861.741 2398.8591 2.0752 5.5273 Expt.[18] 1.077 25566.0 2419.84 2.073 5.5428 Theory[51] 1.16 30649.06 1805 4.6 Theory[52] 1.075 25566 2.084 Theory[58] 1.0832 25823 2441.8 Theory[54] 1.0776 2425 2.072 Theory[56] 1.0838 25325.80 2370 下载:
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