Учебно-методическое пособие министерство образования и науки российской федерации



Pdf көрінісі
бет1/3
Дата27.04.2020
өлшемі11.29 Mb.
түріУчебно-методическое пособие
  1   2   3

ЭПР-СПЕКТРОСКОПИЯ,

ЭЛЕКТРОХИМИЧЕСКИЕ

И КОМБИНИРОВАННЫЕ

МЕТОДЫ АНАЛИЗА

Учебно-методическое пособие


МИНИСТЕРСТВО  ОБРАЗОВАНИЯ  И  НАУКИ  РОССИЙСКОЙ  ФЕДЕРАЦИИ

УРАЛЬСКИЙ  ФЕДЕРАЛЬНЫЙ  УНИВЕРСИТЕТ

ИМЕНИ  ПЕРВОГО  ПРЕЗИДЕНТА  РОССИИ  Б.  Н.  ЕЛЬЦИНА

ЭПР-СПЕКТРОСКОПИЯ,

ЭЛЕКТРОХИМИЧЕСКИЕ

И  КОМБИНИРОВАННЫЕ

МЕТОДЫ АНАЛИЗА

Учебно-методическое  пособие

Рекомендовано

методическим советом Уральского федерального университета

в качестве учебно-методического пособия для студентов вуза,

обучающихся по направлениям подготовки

18.03.01, 18.04.01 «Химическая технология», 04.04.01 «Химия»

Екатеринбург

Издательство  Уральского  университета

2018


УДК  544.6(07) + 543.42(07)

          Э725

В учебно-методическом пособии приводятся теоретические основы электрохимичес-

ких  методов  анализа  (хроноамперометрия,  хронопотенциометрия,  вольтамперометрия,  ку-

лонометрия, импедансная спектроскопия) и CW-ЭПР-спектроскопии, а также методы анали-

за  и  моделирования  ЭПР-спектра.  Для  закрепления  материала  предложены  пять  лабора-

торных занятий.

Предназначено  для  студентов,  изучающих  дисциплины,  входящие  в  модули  «Анали-

тическая химия и физико-химические методы анализа», «Физико-химические науки».

ЭПР-спектроскопия, электрохимические и  комбинированные  методы

анализа : учеб.-метод. пособие / [А. Н. Козицина, А. В. Иванова, Ю. А. Гла-

зырина,  А. Н. Цмокалюк, А.  В.  Ивойлова, А.  С. Петров  ;  под общ. ред.

Ю. А. Глазыриной] ; М-во образования и науки Рос. Федерации, Урал. фе-

дер. ун-т. – Екатеринбург : Изд-во Урал. ун-та, 2018. – 60 с.

ISBN 978-5-7996-2426-2

Э725

ISBN  978-5-7996-2426-2



УДК  544.6(07) + 543.42(07)

©  Уральский  федеральный  университет,  2018

А в т о р ы:

А. Н. Козицина, А. В. Иванова, Ю. А. Глазырина,

А. Н. Цмокалюк, А. В. Ивойлова, А. С. Петров

П о д   о б щ е й   р е д а к ц и е й

Ю. А. Глазыриной

Р е ц е н з е н т ы:

кафедра химии Уральского государственного горного университета

(заведующий кафедрой доктор технических наук, профессор А. М. Амдур);

А. Ю. Сунцов, кандидат химических наук, старший научный сотрудник

лаборатории оксидных систем Института химии твердого тела УрО РАН



ОГЛАВЛЕНИЕ

Введение  ........................................................................................... ..................  4

1. Теоретические основы метода ЭПР ...................................................................  6

2. Основы работы с программно-аппаратным комплексом «ELEXSYS E500» ........ 15



Лабораторная работа 1. Определение антирадикальной активности

индивидуальных антиоксидантов методом ЭПР-спектроскопии ............................. 21

3.  Теоретические  основы  метода  вольтамперометрии  ............................................  24

Лабораторная работа 2. Определение количества электронов,

участвующих в процессе восстановления препарата Триазавирин

®

,

с  помощью  электрохимических  методов  .............................................................  28



Лабораторная работа 3. Регистрация радикала в препарате Триазавирин

®

с  использованием  ЭХ-анализатора  и  ЭПР-спектрометра  ........................................  41



Лабораторная работа 4. Регистрация радикального интермедиата

молекулы препарата Триазавирин

®

 методом  спиновой  ловушки  ............................ 47



Лабораторная работа 5. Использование программного модуля EasySpin

для  моделирования  спектров  ЭПР  .......................................................................  50

Библиографические  ссылки  ................................................................................  56

Список  рекомендуемой  литературы  .....................................................................  57



4

ВВЕДЕНИЕ

Явление электронного парамагнитного резонанса (ЭПР) заключается

в резонансном поглощении электромагнитного излучения в диапазоне радио-

частот веществами, помещенными в постоянное магнитное поле, и обуслов-

лено квантовыми переходами между энергетическими подуровнями, связан-

ными с наличием магнитного момента у электронных систем. Также ЭПР на-

зывают электронным  спиновым резонансом  (ЭСР), магнитным  спиновым

резонансом (МСР).

Электронный парамагнитный резонанс как метод исследования был раз-

работан Е. К. Завойским с сотрудниками С. А. Альтшулером и Б. М. Козыре-

вым в 1944 г. в Казани. Созданию метода предшествовали открытие спина

электрона, эффекта Зеемана, а также длительная работа, направленная на по-

иск возможности использования полей радиочастотного диапазона для ис-

следования веществ.

Метод электронного парамагнитного резонанса применяется для иссле-

дования парамагнитных центров и их окружения в веществе, с его помощью

можно определять концентрацию и идентифицировать парамагнитные час-

тицы в любом агрегатном состоянии. Он позволяет детектировать свобод-

ные радикалы в количестве до 10

–10


 моля [1].

Применение метода ЭПР помогает исследовать:

– атомы или молекулы с нечетным числом электронов (например, ато-

мы водорода, азота, молекулы NO);

– свободные радикалы в газовой, жидкой и твердой фазах;

– ионы с частично заполненными электронными оболочками (напри-

мер, ионы переходных элементов);

– точечные дефекты и примесные атомы в твердых телах;

– системы в триплетном состоянии;

– радиационные дефекты в кристаллах полупроводников и диэлектриков;

– электроны проводимости в металлах и полупроводниках и т. д.

В химии методикой ЭПР исследуют электронное распределение и струк-

туру парамагнитных комплексов, участвующих в химических и электрохи-

мических реакциях, методика используется также для определения структур

молекул в возбужденных триплетных состояниях и изучения кинетики реак-

ций, идущих с образованием радикалов.

В биологии ЭПР применяют при исследовании:

– радикалов, возникших в результате повреждающего воздействия иони-

зирующего излучения на биологические объекты;


5

– парамагнитных частиц, образовавшихся при фотохимическом окисле-

нии хлорофилла;

– ионов переходных металлов (Fe, Co, Ni, Сu, Mn), входящих в состав био-

логически важных молекул и комплексов.

Исследования ЭПР проводят с жидкими и твердыми образцами, реже –

с газообразными. При работе с жидкими образцами целесообразнее исполь-

зовать неполярные органические растворители, так как увеличение диэлек-

трической проницаемости приводит к ухудшению аналитического сигнала.

Для твердых образцов наиболее перспективно использование монокристал-

лов, однако из-за трудности их получения чаще работают с замороженными

растворами (стеклами) или поликристаллическими порошками. Для снижения

спин-спинового взаимодействия часто используют совместную кристалли-

зацию парамагнитного вещества с диамагнитными веществами, образующи-

ми с ним изоморфные кристаллы.

Ограничением метода ЭПР является малое число объектов исследова-

ния, поскольку большинство ионов металлов и органических веществ диа-

магнитно. К тому же линии парамагнитных ионов широки вследствие вклада

орбитальной составляющей в магнитный момент. Часто их трудно использо-

вать для чувствительных аналитических определений. Избежать этих недо-

статков позволяет использование комплексообразования диамагнитных ионов

с органическими лигандами, являющимися стабильными свободными радика-

лами (спин-меченые реагенты). В этом случае концентрацию диамагнитного

иона определяют по парамагнетизму органической части компонентов соеди-

нения. Использование спин-меченых реагентов делает метод ЭПР универ-

сальным, метод становится пригодным для определения ионов в любой сте-

пени окисления, как парамагнитных, так и диамагнитных. Кроме того, спект-

ры ЭПР с реагентом-радикалом характеризуются более узкими линиями,

что существенно повышает чувствительность определения металлов.

Применение ЭПР для исследования комплексообразования парамагнит-

ных ионов открывает большие возможности для решения многих вопросов

химии координационных соединений: о способе координации лиганда, со-

держащего несколько донорских атомов; о числе и эквивалентности донор-

ских атомов, входящих в состав внутренней координационной сферы (по чис-

лу линий расщепления спектра СТВ (сверхтонкое взаимодействие); о разли-

чиях в составе комплексных соединений в твердом и жидком состояниях

(по характеру спектров ЭПР при варьировании температуры).


6

1.  ТЕОРЕТИЧЕСКИЕ  ОСНОВЫ  МЕТОДА  ЭПР

Магнитные моменты атомов и молекул определяют магнитные свойства

веществ. В свою очередь, магнитные моменты электронов и нуклонов (про-

тонов и нейтронов) формируют магнетизм атомов и молекул. Магнитный

момент атомного ядра меньше магнитного момента электрона, вот почему

вклад в магнитные свойства веществ с большим приближением определя-

ется магнитными моментами электронов. Магнитный момент электрона

в атоме связан с орбитальным механическим моментом в соответствии с ги-

ромагнитным отношением. Дополнительно к механическому моменту элек-

трону присущ спин, собственный механический момент.

В квантовой теории проекция орбитального момента импульса на задан-

ную ось (z) и его квадрат могут принимать лишь дискретные значения:



l

z

 = m

l

h,

(1)


где m

l

 = –l , … , l,



     l

2

 = l (l + 1)h



2

,

(2)



где m

l

 и l – магнитное и орбитальное квантовые числа; h = 1,05  10

–34

 Дж  с –



постоянная Планка.

Орбитальному движению электрона соответствует магнитный момент,

проекцию которого можно выразить через гиромагнитное отношение:




= m

= –m



l

,

(3)



где  – гиромагнитное отношение электрона;  – магнетон Бора: = eh / (2m

e

) =


= 9,274  10

–24


 Дж/Тл.

Как уже отмечалось, электрон обладает собственным механическим мо-

ментом – спином. Соответственно со спиновым движением связан собствен-

ный магнитный момент электрона. Проекции спина и спинового магнитного

момента:

 S

z

 = m

s

h,

(4)


где m

s

 = –s, ..., s,



S

z   

= –m



S

,

(5)



где s – спиновое квантовое число электрона, s = 1/2.

Следует отметить, что для спинового момента гиромагнитное отноше-

ние больше в два раза, чем для орбитального.

Если атом содержит несколько электронов, то орбитальные и спиновые

моменты электронов, составляющих атом, складываются: L = l

i

S = S



i

;


7

такое взаимодействие характерно для большинства элементов. Тогда магнит-

ные свойства частицы будут определяться значениями квантовых чисел и S,

характеризующих суммарные орбитальные и спиновые моменты движения

электронов атома.

Полный механический момент частицы J = L + S складывается из ее спи-

нового и орбитального моментов, аналогично формируется и полный маг-

нитный дипольный момент. Величина полного магнитного дипольного мо-

мента будет отличаться от спинового или орбитального значений. Поэтому

вводится g-фактор свободного атома или иона, вычисляемый согласно форму-

ле Ланде, который оценивает вклад орбитальной и спиновой составляю-

щей магнитных моментов в полный магнитный момент.

Для неспаренного электрона в молекулярном радикале вклад орбитально-

го момента незначителен, поскольку орбитали фиксированы в системе мо-

лекулярных связей сильными электростатическими взаимодействиями и вы-

рождение по энергии между ними полностью снято.

Для определенности далее будем рассматривать частицы с чисто спи-

новым магнитным моментом (J = SL = 0). При включении внешнего маг-

нитного поля B

0

 появляется выделенное направление, так что энергия Е маг-



нитного диполя в магнитном поле выражается через скалярное произведе-

ние магнитного диполя на проекцию магнитного момента на эту ось:



         E = –(, B

0

) = gB



0

m



.

(6)


Согласно квантово-механическим правилам отбора возможны перехо-

ды, при которых значение магнитного квантового числа изменяется на вели-

чину m

J

 = ±1, тогда имеют место энергетические переходы электронов:

E = hv = gB

0

.



(7)

Магнитный резонанс можно истолковать с классических позиций. Соглас-

но классическим представлениям заряженная частица, имеющая собствен-

ный механический момент (спин), при движении создает магнитное поле,

т. е. характеризуется собственным магнитным моментом ; E = hv = gB

0

.



При помещении заряженной частицы в постоянное магнитное поле B

0

ее магнитный момент взаимодействует с полем с энергией взаимодействия



Е = –(B, ). В результате такого взаимодействия частица получает вращатель-

ный момент, вызывая прецессию вектора вокруг B

0

 под неизменным углом 



с частотой v

0

. Такая прецессия создает переменный магнитный момент, вра-



щающийся с частотой v

0

 перпендикулярно направлению поля B



0

. Если в той

же плоскости в том же направлении вращается переменное магнитное поле B

1

с частотой v



1

, то это поле взаимодействует с магнитным моментом. Взаимо-

действие тем больше, чем частота v

1

 ближе к v



0

. При v

1

 = v



0

 наступает резо-

нанс, сопровождающийся перекачкой (поглощением) энергии переменного

магнитного поля B

1

 в исходную систему.



8

Энергетические переходы между расщепленными в постоянном магнит-

ном поле уровнями могут быть индуцированы электромагнитным излучени-

ем частоты. Для g = 2 (у электрона только спиновый момент) и В

0

 ~ 0,35 Тл



частота, на которой происходит поглощение, будет v ~ 10 ГГц. Большинство

спектрометров ЭПР реализованы на частотах около 9 ГГц (Х-диапазон) либо

на частотах 36 ГГц (Q-диапазон). Индукция магнитного поля, соответствую-

щая значению g-фактора для свободного электрона, на этих двух частотах

будет равна соответственно 3300 и 13 000 Гс.

Теперь перейдем к системе, содержащей большое число парамагнитных

частиц. Поведение парамагнетика в магнитном поле будет существенно за-

висеть от взаимодействия парамагнитных частиц друг с другом и с окружаю-

щими их диамагнитными частицами. Эти взаимодействия будут способст-

вовать установлению термодинамического равновесия, если почему-либо оно

окажется нарушенным. Поэтому в статическом магнитном поле В, если до-

стигнуто  равновесное  состояние  и допустимо  использование  законов  рас-

пределения классической статистики, заселенности отдельных энергетичес-

ких уровней N

1

 и N



2

 определяются больцмановским множителем:



N

/N



1

 = exp(–/ (kT)),

(8)

где N



1

 и N

2

 – число частиц на каждом из подуровней: N



+ N

N.



При T ~ 300 °C и B ~ 3000 Гс будет выполняться E/(kT) << 1 (E/(kT) ~ 10

–3

).



Тогда при разложении в ряд получим

N

/N



1

 = 1 – / (kT).

(9)

Заселенность нижних энергетических уровней больше, чем верхних,



и поэтому при облучении электромагнитным СВЧ-излучением с энергией

E  · v количество индуцированных переходов с уровня с заселенностью N

1

на уровень с заселенностью N



2

 будет больше, чем безызлучательных пере-

ходов с верхнего уровня на нижний.

Таким образом, в парамагнетике идут два разнонаправленных процесса:

СВЧ-поле выравнивает заселенности различных магнитных уровней, а внут-

ренние взаимодействия стремятся восстановить больцмановское распреде-

ление, переводя поглощенную энергию РЧ поля в тепло. В итоге установится

динамическое равновесие заселенности энергетических уровней, СВЧ-энер-

гия будет равномерно поглощаться образцом. Однако при повышении мощ-

ности СВЧ-излучения до предельного значения заселенности энергетичес-

ких уровней в стационарном состоянии выровняются, после чего увеличение

поглощаемой энергии с ростом мощности СВЧ поля прекратится (наступит

насыщение).

При тепловом равновесии заселенность нижнего спинового состояния

электрона выше и преобладает поглощение энергии радиочастотного поля

с переходом электронов в состояние с большей энергией. Заселенность уровней



9

может меняться в процессе эксперимента, но выравнивания заселенности

и исчезновения сигнала поглощения не происходит из-за существования ме-

ханизмов безызлучательного перехода электронов на нижний уровень, назы-

ваемых релаксационными процессами. Энергия, полученная от радиоизлу-

чения, может передаваться спиновой системе окружения, например в виде

тепла, такой процесс называется спин-решеточной релаксацией и характери-

зуется временем Т

1

.

Время жизни t верхнего состояния уменьшается также из-за индуци-



рованного испускания, и при этом, как следует из принципа неопределеннос-

ти Е · t  h, возрастает неопределенность энергии состояния и происходит

уширение линии.

Существует, кроме того, механизм спин-спиновой релаксации (характе-

ризуемый временем Т

2

), определяемый беспорядочным распределением по-



лей ядерных и электронных спинов вокруг неспаренного электрона, которое

размывает его уровни энергии и также приводит к уширению линии. Таким об-

разом, ширина линии определяется временем жизни возбужденного состоя-

ния: энергия уровня не фиксирована точно, неопределенность в энергии Е

связана с неопределенностью во времени жизни t электрона на соответст-

вующем энергетическом уровне соотношением неопределенностей Е · t  h,

при этом t определяется значениями Т

1

 и Т



2

. Таким образом, значение Е

будет тем больше, чем меньше времени t находится электрон в возбужден-

ном состоянии, что приводит к уширению спектра; с другой стороны, очень

большое время жизни вызывает сужение линий спектра, но требуется срав-

нительно небольшая мощность СВЧ-излучения для достижения эффекта

насыщения.

Термин «спин-решеточная релаксация» возник потому, что в твердых те-

лах избыточная энергия спиновой системы передается степеням свободы, свя-

занным с колебаниями кристаллической решетки. В жидкостях энергия пе-

редается степеням свободы, связанным с вращениями и трансляциями внут-

ри одной молекулы жидкости.

Одним из традиционных объектов исследования ЭПР-спектроскопии

являются свободные радикалы – частицы, содержащие один или несколько

неспаренных электронов. Частным случаем являются органические молекулы,

содержащие единственный неспаренный электрон, – органические свободные

радикалы (а также катион- и анион-радикалы).

Сверхтонкая структура (СТС) является одним из наиболее информатив-

ных параметров спектров ЭПР для подобных систем. Она определяется взаи-

модействием неспаренного электрона с магнитными ядрами, входящими в со-

став радикала, на которых есть спиновая плотность (так называемое сверхтон-

кое взаимодействие или СТВ). Методика описания поведения ядра в магнит-

ном поле индукции B полностью аналогична описанию поведения электрона.


10

Компонента ядерного магнитного момента 



N

 вдоль направления поля  z (



N

 )

описывается выражением





N

 = M



 g






N

,

(10)



где M

I

 – ядерное спиновое квантовое число (I – ядерный спин), M



I

 может при-

нимать (2I + 1) значений от –… до +I через 1; g

N

 – ядерный g-фактор, безраз-

мерная величина, характеризующая ядро.

Величина ядерного магнетона 



N

 в 1836 раз меньше магнетона Бора 

электрона в соответствии с соотношением масс протона и электрона.

В качестве примера рассмотрим появление СТВ при взаимодействии не-

спаренного электрона с ядром азота, у которого есть магнитный момент. Это

взаимодействие наблюдается в молекуле нитроксильного радикала NO. Нит-

роксильный радикал в качестве метки широко используется для исследова-

ния различных систем. На неспаренный электрон, локализованный на ядре

азота, кроме внешнего поля B

0

 действует магнитное поле, которое создается



магнитным моментом 

N

 ядра азота. Ядро азота имеет спин I = 1, поэтому воз-

можны три проекции магнитного момента 

N

: по направлению, перпендику-

лярно и против внешнего магнитного поля B

0

.



Этим ориентациям ядерного спина соответствуют значения магнитного

квантового числа: m



I

 = –1, 0, 1. Таким образом, каждый из двух уровней энер-

гии, расщепленных из-за эффекта Зеемана, расходится, в свою очередь, на три

подуровня.

1

1

0



0

–1

–1



m

I

m

I

m

J

 = 1/2

m

J

 = –1/2

E = hv = gB

0

Рис. 1. Схема энергетических уровней парамагнитной молекулы NO



Энергетические переходы, индуцированные СВЧ-излучением, отбираются

в соответствии с квантово-механическими правилами, – у электрона ориента-

ция спина изменяется: m

J

 = ±1, а ориентация спина ядра атома сохраняется:

m

I

 = 0. Поэтому результатом СТВ является наличие трех линий с одинаковой

постоянной в спектре NO радикала, которые соответствуют ориентациям маг-

нитного момента ядра азота (рис. 1). Для атома со спином ядра = 1 таких ком-



11

понент будет 2+ 1 = 3. В результате вместо одной линии поглощения получа-

ется 2+ 1 линий. Энергия соответствующих уровней записывается в виде

E = gB

0

 m



h m



I

 a

ств

,

где а



ств

 – константа изотропного СТВ. Во многих ориентированных системах на-

ряду с анизотропией g-фактора встречается и анизотропия сверхтонкого рас-

щепления.

При СТВ с протоном, ядро которого имеет спин = 1/2, проявляются две

спектральные линии с одинаковыми интенсивностями.

Спектрограммы также могут быть составлены для радикалов, содержащих

более одного магнитного ядра, путем последовательного расщепления уров-

ней Е

1

 и Е



2

 в соответствии с взаимодействиями с рассматриваемыми ядрами.

В случае нескольких эквивалентных ядер возникают сверхтонкие структуры.

В общем случае n эквивалентных ядер со спиновым квантовым числом I

дают (2nI + 1) эквидистантных сверхтонких линий. Для I = 1/2 соотношение ин-

тенсивностей линий расщепления представляет собой треугольник Паскаля.

Эффект поглощения СВЧ-излучения при переходе между зеемановcкими

уровнями энергии парамагнитных электронов в постоянном магнитном поле

лежит в основе работы ЭПР-спектрометра.



Достарыңызбен бөлісу:
  1   2   3


©netref.ru 2019
әкімшілігінің қараңыз

    Басты бет