e - BIOL-CHEM UWB

Spektroskopowe
metody analizy
Dr inż. Leszek Siergiejczyk
Zakład Chemii Produktów Naturalnych
Al. J. Piłsudskiego 11/4 p. 3 i 9
Tel. 0-85-7457577, 7457579
Tematyka
●
●
Wprowadzenie do spektroskopii
Spektroskopia:
- mikrofalowa (MW)
- w podczerwieni (IR)
- elektronowa (UV/VIS)
- magnetycznego rezonansu jądrowego (NMR)
- elektronowego rezonansu paramagnetycznego (EPR)
- masowa (MS)
Literatura
Z. Kęcki – Podstawy spektroskopii molekularnej
● W. Zieliński, A. Rajca – Metody spektroskopowe i ich
zastosowanie do identyfikacji związków organicznych
● E. de Hoffmann, J. Charette, V. Stroobant –
Spektrometria mas
●
Spektroskopia
nauka wykorzystująca promieniowanie elektromagnetyczne
do badania właściwości atomów, cząsteczek i materiałów
●Wykorzystuje
częstości (energię) promieniowania
zaabsorbowanego/emitowanego/rozproszonego przez
cząsteczkę aby powiedzieć nam o odległościach między
poziomami energetycznymi
stosując kwantowo-mechaniczny model poziomów energetycznych
można wydedukować strukturę cząsteczki i inne jej cechy jak np.
odleglości pomiędzy atomami
●Wykorzystuje
obserwowany rozkład intensywności do
powiedzenia nam o:
- populacji cząsteczek
- „regułach wyboru” – czyli symetrii cząsteczek i funkcjach falowych
- właściwościach molekularnych takich jak moment dipolowy i
polaryzowalność
Klasyczna falowa teoria światła
(James Clerk Maxwell, 1850)
Światło jest falą elektromagnetyczną poruszającą się ze
skończoną prędkością
Teoria Maxwella traktuje światło jako wielowymiarowy
wektor
- oscylujące fale pola elektrycznego i magnetycznego
przemierzające przestrzeń z prędkością
c=299 792 758 m/s (w próżni)
- linie sił pola elektrycznego są prostopadłe do pola
magnetycznego i obydwa są prostopadłe do kierunku
rozchodzenia się
Klasyczna falowa teoria światła
Dla każdego zjawiska falowego (fal wodnych, wibrującej
struny, …) istnieje ścisła zależność pomiędzy prędkością,
częstością drgań i długością fali
c= λν
ν = c/λ
1/ν
λ
x [m]
c = 299 792 758 m/s (w próżni)
t [s]
Klasyczna falowa teoria światła

E (r , t )

E

k

H
 
H (r , t )
Ponieważ cząsteczki zbudowane są z dodatnio naładowanych jąder o dużej
gęstości oraz otaczających je ujemnych elektronów, ich elektryczne właściwości
są szczególnie ważne i w większości przypadków oscylujące pole elektryczne
wywiera większy efekt niż towarzyszące mu pole magnetyczne.
Stosowane jednostki:
ν częstość oscylacji lub liczba oscylacji na sekundę s-1 lub Hz
λ
ν
1
długość fali – droga wzdłuż fali obejmująca jeden cykl, m, Å lub nm
Å = 10-10 m, nm = 10-9 m
liczba falowa– liczba długości fal jaka mieści się w jednostce długości– zazwyczaj cmczyli liczba długości fal przypadających na 1 cm
Co było złego w falowej teorii światła?
Teoria ta nie potrafiła wyjaśnić dwóch bardzo istotnych
zjawisk:
● promieniowania ciała doskonale czarnego
● i efektu fotoelektrycznego
Rozwiązanie tych „zagadek” dało początek rewolucji,
nazwanej „mechaniką kwantową”, która jest podstawą
naszego nowoczesnego spojrzenia na świat fizyczny
Właściwości światła
●
●
●
●
Światło zachowuje się jak oscylująca fala elektromagnetyczna
przemierzająca przestrzeń z prędkością c = 299 792 758 m/s . Fala
posiada swoją częstość ν [s-1], długość λ [m] , liczbę falową i
prędkość c=λν
Planck stwierdził, że światło wymienia energię z materią w porcjach
zwanych kwantami o wielkości E=hν, gdzie h=6.62606x10-34 Js jest
mierzalną wielkością fizyczną
Einstein wyjaśnił zjawisko fotoelektryczne stwierdzając, że światło
składa się z porcji zwanych fotonami o energii E=hν. Na tej
podstawie wyliczono, że zgodnie z doświadczeniem, maksymalna
energia kinetyczna elektronu wybijanego z metalu przez światło
wynosi:
1
Ee (max) = meυ e2 = h(ν − ν 0 )
2
Compton zauważył, że gdy fotony światła odbijają się od bardzo
małych cząstek, zachowują się tak jakby miały pęd p=h/λ . Na tej
podstawie zasugerował korpuskularno-falową naturę światła
Widmo promieniowania elektromagnetycznego
γ
X
UV
W
IR
MW
Radio
Widmo promieniowania elektromagnetycznego
●
●
●
●
●
●
●
●
●
●
γ
< 1 nm (>104 eV)
X
1 – 50 nm (102 – 104 eV)
próżniowy UV
10 – 200 nm
bliski UV
200 – 350 nm
Widzialne
350 – 800 nm
bliska IR
0,8 µm – 2,5 µm
właściwa IR
2,5 µm – 15 µm
daleka IR
15 µm – 50 µm
Mikrofale
400 µm – 30 cm
Radiowe
> 100 cm
Widmo
Uporządkowany zbiór możliwych przejść
energetycznych w atomach, cząsteczkach, lub
otrzymany eksperymentalnie obraz tych przejść.
Mechanizmy powstawania widma
Absorpcyjne, określające jaka część (lub ilość w
metodach spektrometrycznych) energii
promieniowania została pochłonięta przez próbkę
przy danej długości fali
● Emisyjne, określające ilość energii promieniowania
wyemitowanej przez próbkę przy danej długości fali
● Rozpraszania, określające ilość energii
promieniowania rozproszonego przez próbkę przy
danej długości fali
●
Oddziaływania promieniowania
elektromagnetycznego z cząsteczkami
Zjawisko
Zakres spektralny
Długość fali
Elektrony rdzenia; jonizacja,
Dyfrakcja
Promieniowanie
rentgenowskie
< 1.0 nm
Elektrony walencyjne
Nadfiolet
Widzialne
10 nm - 350 nm
350 nm – 800 nm
Rotacje i oscylacje cząsteczek
Podczerwień
0,8 µm - 50 µm
Rotacje cząsteczek; orientacja Mikrofale
spinów elektronowych w
polu magnetycznym
400 µm – 30 cm
Orientacja spinów jądrowych Fale radiowe
w polu magnetycznym
>100 cm
Magnetyczny rezonans jądrowy - NMR
Magnetyczny rezonans jądrowy - NMR
Umożliwia obserwowanie widm wszystkich
pierwiastków zawierających jądra magnetyczne (1H,
13
C, 15N, 19F, 31P, itd.)
● Pozwala określić ich otoczenie chemiczne, proporcje
ilości jąder w poszczególnych grupach, rodzaju
atomów sąsiadujących i kąty pomiędzy wiązaniami
● Umożliwia także badanie procesów dynamicznych,
oddziaływań międzycząsteczkowych, kinetyki i
mechanizmów reakcji, a także pozwala wykonywć
pomiary ilościowe
●
Elektronowy rezonans paramagnytyczny -EPR
Umożliwia obserwacje związków chemicznych
zawierających niesparowane elektrony (rodniki,
jonorodniki), oraz związków kompleksowych
zawierających
odpowiednie
jony metali z
niesparowanymi
elektronami.
Spektroskopia mikrofalowa (rotacyjna) - MW
Pozwala bardzo dokładnie oznaczać długości wiązań
oraz momentów dipolowych cząsteczek.
Spektroskopie oscylacyjno-rotacyjne – IR, Ramana
Spektroskopie oscylacyjno-rotacyjne – IR, Ramana
Pozwalają identyfikować charakterystyczne fragmenty
cząsteczek (np. C=O)
● Umożliwiają badania oddziaływań
międzycząsteczkowych np. wiązań wodorowych
● Pozwalają na identyfikację jakościową substancji widma nawet prostych związków są niepowtarzalne
● Dzięki dość dużej czułości często stosowane są do
oznaczeń ilościowych
● Metody odbiciowe pozwalają badać pewne materiały
(np. liście) bez jakiejkolwiek obróbki chemicznej
●
Spektroskopia elektronowa – UV/VIS
●
●
Pozwala badać układy wiązań sprzężonych, podstawniki przy
nich oraz zaburzenia przestrzenne planarności
Dzięki dużej czułości często używana do oznaczeń
ilościowych
A
niebieskie
czerwone
zielone
Spektrometria masowa - MS
Umożliwia określenie masy
cząsteczkowej i wzoru
sumarycznego.
Dostarcza informacji o
fragmentach, na które
rozpada się zjonizowana
cząsteczka, co niekiedy
umożliwia ustalenie wzoru
strukturalnego.
Pozwala określić skład
izotopowy substancji.
Rentgenografia strukturalna – X-ray
Obrazy dyfrakcyjne
umożliwiają ustalenie
położenia atomów w
komórce elementarnej
kryształu.
Otrzymuję się
bezpośredni obraz
strukturalny cząsteczki.
Rentgenografia strukturalna – X-ray
Obrazy dyfrakcyjne
umożliwiają ustalenie
położenia atomów w
komórce elementarnej
kryształu.
Otrzymuję się
bezpośredni obraz
strukturalny cząsteczki.
Spektroskopia oscylacyjna
Zastosowania
- określanie długości wiązań
- wyznaczanie stałych siłowych
- wyznaczanie energii dysocjacji wiązania
- analiza jakościowa i ilościowa
- badanie oddziaływań międzycząsteczkowych
Oscylator
harmoniczny
V (r ) =
●
●
1
k ( r − re ) 2
2
Z fizyki klasycznej wiemy, że energia potencjalna jest
wkładem do całkowitej energii wynikającym z położenia cząstek
Dla cząstki o potencjale V(r) chwilowa siła działająca na
cząstkę
dV
F = −
dr
●
Dla oscylatora harmonicznego spełnione jest prawo Hooka
F=-k(r-re)
minus oznacza, że gdy r > re siła pcha układ w kierunku
przeciwnym, z powrotem do r
gdy r > re dwa minusy znoszą się i siła jest dodatnia – działa
w kierunku re
Oscylator harmoniczny
●
●
Dla większości ruchów oscylacyjnych o
niewielkich amplitudach, oscylator
harmoniczny jest bardzo dobrym przybliżeniem
Równanie Schrödingera ma postać:
h2 d 2
−
ψ ( x) +
2
2m dx
1
Eυ = hν e (υ + )
2
1 k
−1
ν e [s ] =
2π µ
1 2
kx ψ ( x) = Eψ ( x)
2
υ = 0,1, 2,3,... kwantowa liczba oscylacji
Częstość drgań oscylatora spełniającego
prawo Hook’a, o stałej siłowej k i masie
zredukowanej µ
Oscylator harmoniczny
Spektroskopiści jako jednostki energii
stosują liczby falowe [cm-1]
1
Eυ [cm ] = ω e (υ + )
2
hν e − 2 10− 2 h
ωe =
10 =
hc
hc 2π
−1
ωe
- stała oscylacyjna
k 10− 2
=
µ
2π c
k
µ
Reguły wyboru
●
●
●
●
Przejścia oscylacyjne są dozwolone tylko wtedy gdy w czasie
oscylacji cząsteczki zmienia się moment dipolowy
Dla oscylatora harmonicznego dozwolone są przejścia ∆υ=±1
Dla oscylatora anharmonicznego dozwolone są przejścia
∆υ=±1 (uprzywilejowane w temp. pokojowej) ∆υ=±2, ±3, ±4,…
Energie przejść wynoszą:
1ů
1ů


∆ Eυ = E (υ + 1) − E (υ ) = ω e ę (υ + 1) +  − ω e ęυ +  = ω e
2ű
2ű


ωe jest stałe dla wszystkich υ !!!
Oznacza to, że przejścia pomiędzy dowolną parą sąsiadujących poziomów leżą dokładnie w tym
samym miejscu widma.
W praktyce, dla rzeczywistych cząsteczek, anharmoniczność powoduje, że jest nieco inaczej. Wyższe
poziomy energetyczne leżą bliżej siebie i stąd przejścia oscylacyjne pojawiają się przy niższych
energiach
Oscylator Harmoniczny - Podsumowanie
●
●
Poziomy energetyczne oddalone są
o taką samą wartość (ωe cm-1)
Wszystkie poziomy oscylacyjne nie
są zdegenerowane tj. Jednemu
stanowi kwantowemu odpowiada
jeden poziom Najniższa energia
oscylacyjna dla v=0, nigdy nie jest
zerowa (w odróżnieniu od rotacji)
G0= (0 + ½) ωe =0.5 ωe
Jest to energia punku zerowego
Energia
V=1/2 k(r-re)2
5.5ωe
ωe
4.5ωe
v=4
ωe
3.5ωe
ωe
2.5ωe
ωe
1.5ωe
0.5ωe
v=5
ωe
0.5ωe
v=3
v=2
v=1
v=0
re
Długość wiązania r
Obliczanie stałej siłowej k
Dla hipotetycznego oscylatora harmonicznego o tej samej stałej siłowej
1
ωe=
2π c
Przekształcając otrzymujemy:
m2
m1
m1m2
gdzie µ =
m1 + m2
k
µ
r
k = ( 2π c ω e ) µ
2
Np. dla cząsteczki CO ωe= 2169 cm-1,
c = 3.0 x 1010 cm s-1
12 × 16
10− 3
− 26
µ =
×
kg
=
1
.
139
×
10
kg
23
12 + 16 6.022 × 10
(
10
k = 2π × 3.0 × 10
)
2
× 2169 × 1.139 × 10− 26 N m − 1
k = 1904 N m − 1
k
jest miarą sztywności wiązania
10− 2
ωe=
2π c
k
µ
Dla cząsteczek dwuatomowych ωe przyjmuje wartości od ok. 200 do 4500
cm-1
Np. ωe(I2)=215 cm-1
ωe(H2)=4395 cm-1
Różnice w wartościach ωe wynikają z różnych wartości k (H2 posiada
znacznie mocniejsze wiązanie) i różnych wartości µ [µ(H2)=0.503912
µ(I2)=63.4522]
Badanie „sztywności wiązań” – stałych siłowych jest jednym z przedmiotów
badań spektroskopii oscylacyjnej
Odległości poziomów rotacyjnych (0.1÷10 cm-1) są znacznie mniejsze niż
oscylacyjnych
Oscylator Anharmoniczny
Cząsteczki dwuatomowe – Oscylator anharmoniczny
Krzywa energii potencjalnej rzeczywistej cząsteczki różni się od paraboli oscylatora
harmonicznego:
 Jest asymetryczna
 Przy odpowiednio dużym r krzywa staje się horyzontalna z powodu możliwości
dysocjacji cząsteczki na atomy
Oscylator
Zmiany energii potencjalnej w zależności od r
najlepiej przedstawia potencjał Morse’a:
harmoniczny
V
V(r)
2
V (r ) = De  1 − e − β ( r − re ) ůű
= De [e − 2 β ( r − re ) − 2e − β ( r − re ) + 1]
Odpychanie
krótkiego zasięgu
Przyciąganie
dalekiego zasięgu
Asymptota
(r→∞) energia
De
De
re
r
De – energia dysocjacji
β - określa sztywność wiązania i jest
związana ze stałą siłową k.
Poziomy energetyczne oscylatora
harmonicznego/anharmonicznego
E
1
ć
Eυ (cm − 1 ) = ω e  υ + 
2ř
č
∆ Eυ = ω e
1
1
ć
ć
Eυ (cm − 1 ) = ω e  υ +  − ω e xe  υ + 
2ř
2ř
č
č
∆ Eυ = ω e − 2ω e xe (υ + 1)
Oscylator harmoniczny
Oscylator anharmoniczny
2
Rozkład energii w stanie równowagi
Rozkład Boltzmanna określa względną liczbę cząsteczek przypadających na
stany kwantowe o różnych energiach dla układu w temperaturze T
znajdującego się w stanie równowagi
Nf
Ni
=
gf
gi
e
ć ∆E
−

č kT ř
N f liczba obsadzeń poziomu końcowego
N f liczba obsadzeń poziomu początkowego
g i degeneracja poziomu i
Nf
Ni
Nf
Ni
→ 1
→ 0
∆ E → 0 lub gdy T → Ą
∆E→ Ą
lub gdy T → 0
E
f
Przejścia oscylacyjne
Zgodnie z regułą wyboru dla oscylatora harmonicznego
∆v = ±1
Zgodnie z rozkładem Boltzmanna większość cząsteczek przebywa na
podstawowym poziomie oscylacyjnym (v=0).
(1 ← 0)
∆ G1← 0 = ω e =
1
=
2π c
k
mef
D
o
z
w
ol
o
n
e
e
n
e
r
gi
e
Energia
potencjalna
ωe
Intensywność
Widmo IR jest zdominowane
przez przejścia z podstawowego
poziomu oscylacyjnego na
pierwszy poziom wzbudzony.
ν~
Liczba falowa (cm-1)
Przejścia oscylacyjne
Jeżeli cząsteczka znajduje się na wzbudzonych poziomach oscylacyjnych, mogą
być zaobserwowane sygnały emisyjne pochodzące od przejść innych niż 1←0. W
przybliżeniu harmonicznym sygnały powinny pojawiać się przy tej samej częstości.
W rzeczywistości, obserwujemy je w nieco innych pozycjach ze względu na
anharmoniczność drgań.
∆ Gv + 1→ v = ω e − 2 xeω e (v + 1)
Intensywność emisji
2 xeω e
Liczba falowa
Przejścia oscylacyjne
Reguła wyboru ∆υ=±1 wynika z przybliżenia harmonicznego.
Eksperymentalnym
potwierdzeniem jest obecność
słabych nadtonów w widmie
absorpcyjnym,
odpowiadającym przejściom
2←0, 3←0, etc.
Intensywność absorbowana
Gdy weźmiemy pod uwagę anharmoniczność reguła wyboru nie jest ściśle
zachowana i wszystkie wartości ∆υ są dozwolone.
ν~
Liczba falowa (cm-1)
Energia dysocjacji
De
D0
głębokość krzywej – energia
dysocjacji
energia dysocjacji z najniżej
obsadzonego poziomu
Drugi nadton (υ’, υ’’)=(3,0)
Pierwszy nadton (υ’, υ’’)=(2,0)
Ton podstawowy (υ’, υ’’)=(1,0)
energia drgań zerowych
1
De − D0 = ω e
2
Cząsteczki dwuatomowe - Energia dysocjacji
W pobliżu energii dysocjacji, różnice
pomiędzy poziomami oscylacyjnymi dążą
do zera.
ε = ω e(v+
1
2
)−
xω e ( v +
dε
= ω e − 2 xω e ( v +
dv
Stąd
1
2
)=
(v + )
1
2 max
0
1
=
2x
Podstawiając do pierwszego równania
otrzymujemy energię dysocjacji:
x 
ć 1
D e = ω e 
−
2 
č 2x 4x ř
czyli
2
1
ω

ć
e
D e = ω e 
=
č 4 x ř 4 xω e
)
1 2
2
Najniższy poziom oscylacyjny to v = 0.
Mierząc od tego poziomu, wartość energii
dysocjacji z najniższego poziomu czyli
energia wiązania wynosi:
ć 1 1
D o = ω e 
− 
č 4x 2 ř
Odnosi się to do pojedynczej cząsteczki i
wyrażone jest w liczbach falowych.
Zamieniając na J/mol otrzymujemy:
ć 1 1
Do = N A h c ω e 
− 
č 4x 2 ř
W ten sposób otrzymujemy z widma
oscylacyjnego energie wiązania.
Cząsteczki dwuatomowe - Energie dysocjacji
x
HI
HBr
HCl
HF
NO
CO
0,0172
0,0171
0,0174
0,0218
0,0073
0,0061
ωe
k
Do
Do
cm-1
N m-1
kJ mol-1
kJ mol-1
2308
2649
2991
4138
1904
2170
312
409
513
960
1597
1905
388
448
497
543
769
1052
295
363
428
564
630
1072
Obliczone z
x i ωe
Bardziej dokładne wartości uzyskane z widm UV
0
V(R)
V(R)
Zależność pomiędzy k i mocą wiązania
Re
0
Re
Do
małe k
małe Do
Do
duże k
duże Do
Do jest energią dysocjacji cząsteczki i przedstawia moc wiązania.
Zazwyczaj istnieje korelacja pomiędzy k i Do.
Zależność pomiędzy k i mocą wiązania D0
2500
N2
k [N/m]
2000
CO
NO
1500
O2
1000
500
Cl2
HI
H2
HBr
0
0
2
4
6
8
10
12
Do [eV]
Zależność pomiędzy stałą siłową (k) i mocą wiązania (Do)
jest w przybliżeniu liniowa
Oscylacje cząsteczek wieloatomowych
S
Cząsteczki dwuatomowe mogą oscylować
tylko w jeden sposób: wydłużają i
skracają wiązanie.
W cząsteczkach wieloatomowych o wielu
wiązaniach, odkształcenie może odbywać
się na wiele sposobów:
- zmiana długości wiązania
- zmiana kąta pomiędzy wiązaniami.
Rozważając cząsteczkę SO2 można
posłużyć się modelem oscylatora
harmonicznego tj mas punktowych i
idealnych sprężyn :
S
O
O
O
Całkowity ruch jest złożony ale może być
rozłożony na składowe drgania o prostszym
charakterze tzw. “drgania normalne”.
Dla każdego drgania normalnego:

wszystkie atomy poruszają się w fazie z tą
samą częstością ale z różnymi amplitudami

środek masy nie przemieszcza się

ruch atomów jest w przybliżeniu prostym
drganiem harmonicznym

energia oscylacyjna jest skwantowana.
O
Aby przeciwdziałać zmianie kąta
pomiędzy wiązaniami potrzebujemy
trzeciej sprężyny
W odróżnieniu od cząsteczek dwuatomowych –
poliatomowe wykonują wiele oscylacji różniących
się częstościami
Cząsteczki wieloatomowe – liczba drgań normalnych
Rozważmy cząsteczkę zawierającą N atomów.
Każdy atom może poruszać się wzdłuż trzech prostopadłych osi współrzędnych. Całkowita
liczba takich ruchów wynosi 3N.
Trzy z nich odpowiadają ruchowi środka masy cząsteczki czyli translacjom cząsteczki jako
całości. Pozostałe 3N – 3 przemieszczeń to drgania ‘wewnętrzne’.
Poza tym 3 kąty są potrzebne aby określić orientację nieliniowej cząsteczki w przestrzeni.
Dlatego 3 wewnętrzne ruchy pozostawiają niezmienione długości wiązań i kąty ale zmieniają
orientację cząsteczki jako całości w przestrzeni. Pozostałe 3N – 6 przemieszczeń to
drgania oscylacyjne.
Podobne rozważania przeprowadzić można dla cząsteczki liniowej, której położenie w
przestrzeni opisać można przy pomocy dwóch kątów - daje to 3N – 5 ruchów oscylacyjnych.
Przykłady:
H2O (nieliniowa) - 3x3 – 6 = 3 drgań normalnych,
NH3 (nieliniowa) - 3x4 – 6 = 6 drgań normalnych,
CO2 (liniowa)
- 3x3 – 5 = 4 drgań normalnych.
Każde drganie normalne może być traktowane jako drganie niezależnego oscylatora
harmonicznego o swojej własnej częstości.
Cząsteczki wieloatomowe: liczba drgań normalnych
Cząsteczki nieliniowe
3N – 6 całkowita liczba drgań
N – 1 drgania rozciągające
2N – 5 drgania deformacyjne
Cząsteczki liniowe
3N – 5 całkowita liczba drgań
N – 1 drgania rozciągające
2N – 4 drgania deformacyjne
Przykładowy problem
Widmo cząsteczki N20 zawiera trzy podstawowe pasma absorpcyjne położone przy
589, 1285 i 2224 cm-1. Jakich informacji o strukturze cząsteczki dostarcza to widmo;
tzn. czy cząsteczka jest liniowa czy nieliniowa” i „czy atom tlenu znajduje się
pomiędzy atomami azotu (N-O-N) czy też na końcu cząsteczki (N-N-O)”? Porównaj
ten przypadek z widmem CO2.
Dla cząsteczki liniowej 3N-5 drgań = 4
– dwa drgania zginające mogą być zdegenerowane więc można obserwować tylko trzy pasma
– gdyby atom O był w środku to tak jak dla CO2 drganie rozciągające symetryczne byłoby
nieaktywne w IR i obserwowalibyśmy tylko 2 pasma. Stąd struktura N-O-N została wykluczona
Dla cząsteczki nieliniowej 3N-6 drgań = 3
Skoro trzy obserwowane pasma leżą przy różnych częstością to cząsteczka musi być
asymetryczna
Cząsteczki liniowe trójatomowe - N2O
N─N─O
v~1
1285 cm–1
v~ / cm − 1
589
N─N─O
N─N─O
v~2
1167
589 cm–1
(zdegenerowane)
+ ⊖ +
N─N─O
1285
1868
2224
v~3
2224 cm–1
2462
2564
Wszystkie obserwowane pasma mogą
być w przybliżeniu scharakteryzowane
jako wielokrotności lub kombinacja
trzech podstawowych pasm
absorpcyjnych.
2798
3481
4420
Rodzaj drgania
v~2
2v~
2
v~1
v~1 + v~2
v~
3
v~1 + 2v~2
2v~
1
v~2 + v~3
v~1 + v~3
2v~
3
podstawowe
nadton
podstawowe
kombinacyjne
podstawowe
kombinacyjne
nadton
kombinacyjne
kombinacyjne
nadton
Cząsteczki wieloatomowe –drgania aktywne w IR
Jeżeli moment dipolowy cząsteczki zmienia się na skutek danego drgania, wówczas następuje
absorpcja promieniowania podczerwonego. Mówimy, że takie drganie jest aktywne w
podczerwieni.
Pasma podstawowe pojawiają się przy częstościach odpowiadających drganiom normalnym. Ze
względu na to, że rzeczywiste cząsteczki zachowują się jak oscylator anharmoniczny, również inne
słabe pasma są obecne:
Nadtony – gdy jedna liczba kwantowa zmienia się więcej niż o 1. Dla cząsteczki o drganiach
podstawowych v1, v2 i v3 o oscylacyjnych liczbach kwantowych v1, v2 i v3:
v1
v2
v3
0
0
0
0
0
0
v1
v2
v3
Częst.
→
2
0
0
2v1
→
0
0
2
2v3
Pasma kombinacyjne -gdy jednocześnie zmienia się więcej niż jedna liczba kwantowa:
v1
v2
v3
0
0
0
0
0
0
v1
v2
v3
Częst.
→
1
1
0
v1 + v2
→
1
0
2
v1 + 2v3
Cząsteczki nieliniowe trójatomowe - H2O
Liczba drgań normalnych = 3 x 3 – 6 = 3
Symetryczne rozciągające
Zginające
v~1 = 3652 cm − 1
Asymetryczne rozciągające
v~2 = 1595 cm − 1
v~3 = 3756 cm − 1
1
0.8
0.6
0.4
0.2
0
1000
1500
2000
2500
3000
3500
4000
v~ / cm − 1
50%
0%
Transmission
100%
Widmo IR wody
4500
4000
3500
3000
2500
2000
1500
(cm-1)
Widma IR złożonych cząsteczek
●
Duże cząsteczki:
– Widma złożone
– Dużo nadtonów i pasm
kombinacyjnych
– Całkowita interpretacja
jest bardzo trudna
●
Techniki:
– Ciecze lub ciała stałe
– Stąd brak struktury
rotacyjnej
●
Dwa rodzaje drgań
– Drgania grupowe
– Drgania szkieletowe
●
Drgania grupowe
– Obejmują małą liczbę atomów
– Pozostałą część cząsteczki
uważa się za niezaburzoną
– Zakres częstości jest
względnie niezależny od
pozostałych fragmentów
– Dokładne wartości częstości
zależą od otoczenia, i stąd
wynikają dodatkowe
informacje strukturalne
Charakterystyczne częstości grupowe
Grupa/drganie
v
/ cm-1
Intensywność
O-H rozciągające
3590 - 3650
s
=C-H rozciągające
3000 - 3100
w
>C-H rozciągające
2850 - 2970
w
C=O rozciągające
1680 - 1780
vs
C=C rozciągające
1620 - 1680
w
>CH2 nożycowe
1460
m
C-CH3 symetryczneC-H deform.
1375
w
C-O (ester) rozciągające
1150 - 1300
vs
-CH=CH2 deformacyjne – poza płaszczyzną
985 - 995 i
905 - 915
m
m
-CH=CH- (trans) poza płaszczyzną
960 - 970
m
poza płaszczyzną
790 - 840
m
poza płaszczyzną
720
m
>C=CH-(CH2)x-
(x > 4)
deformacyjne
rozciągające
4000
Podstawowe grupy funkcyjne
C-H
O-H
C=O
C-O
alkeny
aromaty
O-H
C-H
3000
CC
C=C
2000
Liczba falowa (cm-1)
C-C
1000
400
Drgania szkieletowe - obszar daktyloskopowy
●
Związany jest ze zgodnym drganiem większej liczby atomów
deformacyjnym i rozciągającym
●
Skomplikowany kształt - więc nie może być rozłożony
●
Charakterystyczny dla danego szkieletu cząsteczki
●
Obejmuje obszar 1400 - 700 cm-1
Widmo IR fenolu
OH
rozciągające
Obszar
daktyloskopowy
Spektroskopia oscylacyjna - podsumowanie
●
Pokazuje zmiany energii oscylacyjnej cząsteczek
●
Cząsteczki dwuatomowe mogą być traktowane jako oscylator anharmoniczny
co pozwala na obliczenie:
– Stałych siłowych wiązań
– Energii dysocjacji wiązań
●
Trójatomowe cząsteczki wykazują nadtony i pasma kombinacyjne
●
Wieloatomowe cząsteczki o N atomach wykonują 3N-5 (liniowe) lub
3N-6 (nieliniowe) drgań normalnych
●
Cząsteczki złożone wykazują charakterystyczne częstości grupowe i posiadają
obszar daktyloskopowy
SPEKTROSKOPIA ROTACYJNA
Co to jest spektroskopia mikrofalowa
 Obejmuje obszar częstości od 3GHz do 300GHz czyli
od 0.1 do 10 cm-1
 Energia przejść rotacyjnych odpowiada obszarowi
mikrofalowemu w widmie promieniowania
elektromagnetycznego
Klasyczny opis ruchu obrotowego

Prędkość liniowa

Prędkość kątowa
dx
dt
dθ
ω =
dt
υ =

Masa

Moment bezwładności
I = mr 2

Pęd
p = mυ

Moment pędu
L= Iω
υ = rω
I = ĺ mi ri2 = m1r12 + m2 r22
i
Środek masy
Klasyczne ujęcie rotacji molekularnej
Przypomnienie:
Ruch układu dwumasowego może być opisany przez ruch „pseudocząstki” o
efektywnej masie
m1m2
µ =
m1 + m2
Energia rotacyjna układu dwumasowego wynosi
KErot =
1
Iω
2
2
=
1
µ r2 ) ω
(
2
2
gdzie I = µ r 2
Moment
bezwładności
Równanie to wygląda podobnie do równania dla ruchu liniowego
mυ )
(
1
p2
2
= mυ =
=
2
2m
2m
2
KErot
p to pędu
molekularnej
B. Ruch rotacyjny
Skoro moment bezwładności I zastępuje m w opisie ruchu
rotacyjnego, zastosujmy dalszą analogię i wprowadźmy
moment pędu kątowy L=Iω
2
KErot
1
= Iω
2
2
=
L =I ω
( Iω )
2I
L2
=
2I
Mechanika kwantowa ruchu
rotacyjnego
Według teorii Bohra moment pędu jest skwantowany i może przyjmować
wartości które są całkowitą wielokrotnością stałej Plancka
L = nh
gdzie h =
h
, n to liczba calkowita, h stala Plancka !!!
2π
Jednakże, komplikacje wynikające z zasady nieoznaczoności Heissenberga
powodują, że moment pędu ruchu obrotowego przyjmuje wartości
L = l = h J ( J + 1) gdzie J = 0,1, 2, 3...
Kwantowo-mechaniczny opis ruchu
obrotowego
Po wstawieniu do wyrażenia na energię rotacyjną otrzymujemy
Erot
L2
h2
=
=
J ( J + 1)
2I
2I
Erot
1 h2
=
J ( J + 1)
2
2 I 4π
Erot = BJ ( J + 1)
1 h2
B=
2 I 4π 2
Dla cząsteczek
dwuatomowych
Energia rotacyjna jest skwantowana
B stała rotacyjna [J]
Erot = 0, 2 B , 6 B , 12 B , 20 B, ...
Kwantowo-mechaniczny opis ruchu
obrotowego
2
Erot
_
B=
h
=
J ( J + 1)
2I
Erot = BJ ( J + 1)
B
[cm − 1 ]
hc
2
h
B=
[J ]
2I
J

ů
−1
[ B] = ę
=
[
cm
]
−1 
 J ⋅ s ⋅ cm ⋅ s ű
_
Energię stanu rotacyjnego podaje się zazwyczaj jako term rotacyjny F(J) czyli
liczbę falową uzyskaną w wyniku podzielenia energii przez hc
−
F ( J ) = B J ( J + 1)
Odstęp pomiędzy sąsiednimi poziomami wynosi
−
F ( J ) − F ( J − 1) = 2 B J
Kwantowo-mechaniczny opis ruchu
obrotowego
J = 0 Erot = 0
Erot
h2
=
J ( J + 1)
2I
Erot = BJ ( J + 1)
E J 0→ 1 = 2 B
J = 1 Erot = 2 B
EJ 1→ 2 = 4 B
J = 2 Erot = 6 B
J= 3
E J 2→ 3 = 6 B
Erot = 12 B
A
∆ Erot = 2 B
Gałąź R
Gałąź P
[cm-1]
Schemat poziomów energii
rotacyjnej dla rotatora sztywnego
Rotacyjna reguła wyboru
30B
Foton jest „cząstką” o−zerowej masie
spoczynkowej
momencie
p = h /i λ
= hν pędu
20B
−
12B
6B
2B
O
Energia
p = h / λ = hν
A także posiada wewnętrzny spinowy moment
pędu s=h/2π
Kiedy następuje absorpcja fotonu, cząsteczka
musi zwiększyć swój moment pędu. Moment pędu
jest wektorem więc może być dodawany lub
odejmowany. To daje regułę wyboru zezwalającą
tylko na przejście jedno-fotonowe
∆ J = J końcowe − J początkowe = ± 1
Strzałkami oznaczono przejścia dozwolone – pomiędzy sąsiednimi poziomami
Widmo mikrofalowe CO wykazuje serię linii
oddalonych od siebie o 3.8842 cm-1. Na podstawie
widma obliczyć długość wiązania RCO
3.8843 cm-1
Widmo CO
F ( J ) ş Erot ( J )
∆F(J)=F(J+1)-F(J)
∆2F(J)=∆F(J)-F(J-1)
J
J(J+1)
F(J)/cm-1
0
0
0.00
1
2
3.8443
3.8443
2
6
11.5329
7.6886
3.8843
3
12
23.0658
11.5329
3.8843
4
20
38.4430
15.3772
3.8843
5
30
57.6645
19.2215
3.8843
6
42
80.7303
23.0657
3.8843
7
56
…
Poziom
energetyczny
Energia przejścia,
Połozenie linii
Odległości pomiędzy
liniami spektralnymi
Widmo rotacyjne
●
Energia poziomów rotacyjnych wzrasta wraz z
kwadratem J
●
Odległości pomiędzy poziomami rotacyjnymi
wzrastają liniowo ze wzrostem J
●
Odległości pomiędzy liniami są stałe –jest to
charakterystyczna cecha widm rotacyjnych
Odległości między pasmami i izotopomery.
Widmo FIR CO pokazujące przejścia
J=4←3 (15.38 cm-1) do J=10←9 (38.41 cm-1)
13
C16O
12
C16O
Widmo oscylacyjno-rotacyjne HBr Profil
termiczny
Oscylacje cząsteczki – wpływ na widmo
rotacyjne
Różnice w widmie mówią nam o tym jak rozciągają się wiązania w czasie
wzbudzenia oscylacyjnego
Dodatkowy zestaw linii będący czystymi przejściami rotacyjnymi na
wzbudzonych poziomach oscylacyjnych nazywany jest „satelitami
oscylacyjnymi”
np.
[ Bυ = 1 −
Bυ = 0 ]
Bυ = 0
≈ ~ − 2.9% dla HCl , − 0.4% dla Br2
Cząsteczki wieloatomowe wykonują kilka różnych ruchów oscylacyjnych, w
różnym stopniu zmieniających I, stąd w widmach rotacyjnych może pojawiać
się wiele satelitów oscylacyjnych
Oscylacje cząsteczki – wpływ na widmo
rotacyjne
GHz
Widmo mikrofalowe H-C≡C-C≡C-C≡N pokazujące satelity
oscylacyjne
Prawdziwe cząsteczki nie mogą być
traktowane jako rotator sztywny
Wzbudzenie oscylacyjne wpływa na geometrię cząsteczki,
moment bezwładności I i wartość Bv
W czasie wykonywania ruchu obrotowego zmienia się średnia
odległość międzyjądrowa
Podobnie… wiemy, że gdy obiekt obraca się działa na niego siła
odśrodkowa ciągnąca go na zewnątrz – im szybsza rotacja
tym większa siła. Ma to również zastosowanie do
cząsteczek.
Gdy rotują szybciej wzrasta J i siła odśrodkowa jest większa
Powoduje to rozciąganie wiązań i wówczas wzrasta I a odstępy
między liniami zmniejszają się zamiast pozostać stałe!
Prawdziwe cząsteczki nie mogą być
traktowane jako rotator sztywny
Zachowanie rotatora niesztywnego opiszemy poprzez
wprowadzenie stałej odkształcenia odśrodkowego D
lub Dv dla różnych poziomów oscylacyjnych
F ( J ) = Bυ J ( J + 1) − Dυ [ J ( J + 1) ]
2
D jest rzędu 10-4 wartości B
W jakim stopniu wiązanie ulega
rozciąganiu w czasie rotacji?
B0 = 45.655 cm − 1
Rozważmy cząsteczkę HD
r(J ) =
re
2 × 0.0260

2ů
1
−
(
J
+
1)
ę
ű
45.655
1/ 2
=
re
 1 − 0.01139( J + 1) 2 ůű
D0 = 0.0260 cm − 1
1/ 2
J
0
5
10
15
20
30
r(J)/re
1
1.021
1.077
1.188
1.417
∞
2%
wydłużenie
19%
wydłużenie
Rzeczywiste cząsteczki nie mogą mieć nieskończonej liczby poziomów
rotacyjnych. Jeśli będą miały dostatecznie dużo energii wówczas przy bardzo
szybkiej rotacji rozpadną się na atomy!!
W jakim stopniu wiązanie ulega
rozciąganiu w czasie rotacji?
Dla wiązań „sztywnych” D/B jest bardzo
mały <<10-4
Dla wiązań „miękkich” D/B ≈10-3 - 10-4
Wykres obsadzenia stanów w
zależności od wartości J
F(J)/kT
/kT
NJ α (2J + 1) e -F(J)
(2J+1)
BJ(J+1)/kT
e -BJ(J+1)/kT
0
J
Jmax(T)
400
1
29
.14
4.0
13
27
.18
4.9
53.8
50.0
200
F(J) cm-1
46.1
42.3
38.4
34.6
30.8
100
12
25
.23
5.8
26.9
23.1
19.2
15.4
11.5
0
7.69
ν
(cm-1)
J
11
2J+1
23
e-F/kT
NJ/No
6.6
Widma oscylacyjno-rotacyjne
J’
υ=1
J
υ=0
∆J= –1 ∆J=+1
gałąź
P
ν
R
Widoczne są przejścia
rotacyjne a ponadto
cząsteczki są wzbudzone
oscylacyjnie
Reguły wyboru przejść rotacyjnych
1.∆E=hν
1.μ≠0 cząsteczka musi mieć
trwały elektryczny moment
dipolowy
1.∆J=±1
2.∆MJ=0, ±1
Wnioski ogólne
Rotacyjne widma emisyjne
W laboratoriach większość widm rotacyjnych – to widma absorpcyjne
rejestrowane dla gazów pod zmniejszonym ciśnieniem
Spektroskopia rotacyjna jest szeroko zastosowana przez
radioastronomów do identyfikacji obecności charakterystycznych
związków chemicznych w przestrzeni kosmicznej
Przesunięcie Dopplera rotacyjnych linii widmowych wykorzystuje się w
badaniach astrofizycznych do wyznaczania prędkości
poruszających się gwiazd lub szacowania ich temperatury
Mgławica Oriona
Mgławica Oriona jest jedną z
najjaśniejszych mgławic na niebie i
można ja łatwo zobaczyć
nieuzbrojonym okiem. Została odkryta
przez Nicholasa Peiresca w 1610
roku.
Mgławica znajduje się około 1300 lat
świetlnych od Słońca
Widma rotacyjne
obiektów astronomicznych
●
●
Nawet w niskich temperaturach w przestrzeni kosmicznej możliwe są niektóre
wzbudzenia rotacyjne
Emisja promieniowania z takich poziomów jest wystarczająca do identyfikacji
związków chemicznych
Mgławica Oriona
Spektroskopia elektronowego
rezonansu paramagnetycznego
(EPR)
EPR
Zjawisko elektronowego rezonansu paramagnetycznego
(electron paramagnetic resonance = electron spin resonance)
występuje w substancjach paramagnetycznych czyli takich, które mają
niesparowane elektrony.
Zostało odkryte w 1944 przez Zawojskiego na Uniwersytecie w Kazaniu w
ZSRR, na rok przed odkryciem rezonansu jądrowego
Substancje diamagnetyczne nie dają w ogóle widm EPR.
Z powodu tego, iż większość stabilnych cząsteczek nie posiada wolnych
elektronów, technika ta jest rzadziej używana niż spektroskopia NMR.
Rodzaje centrów paramagnetycznych
• rodniki (wolne rodniki lub jonorodniki), nietrwałe centra
paramagnetyczne, powstające na skutek rozerwania wiązania
chemicznego w wyniku fotolizy, radiolizy, elektrolizy czy jonizacji,
• jony metali przejściowych, trwałe centra paramagnetyczne,
posiadające niesparowane elektrony d lub f,
• molekuły, które z natury swej budowy elektronowej posiadają
niesparowane elektrony np NO i NO2
•
elektrony przewodnictwa w metalach, graficie, sadzy
E
EPR
Pole
magnetyczne
W zewnętrznym polu magnetycznym, elektrony mogą
przyjmować dwie różne energetycznie orientacje, a spiny
elektronów zostają zorientowane i pojawia się nadmiar
cząsteczek na niższym poziomie energetycznym
W technice EPR używane jest relatywnie słabe pole
magnetyczne (ok. 0,1 – 2,5 tesli) i częstotliwości
promieniowania elektromagnetycznego z zakresu
mikrofalowego (ok. 3 - 70 GHz)
Warunki rezonansu
Wektor J każdego atomu może posiadać jedynie niektóre dozwolone orientacje
determinowane przez zbiór wartości liczby kwantowej MJ. Jest to przyczyną
ograniczenia energii do wartości zależnych od MJ
EJ = gM J µ B B
gdzie: MJ=J, J-1,..., 1, 0, -1,..., -J+1, -J
W zewnętrznym polu magnetycznym rozszczepienie pojedynczego poziomu J na 2J+1
podpoziomów zwane jest rozszczepieniem Zeemanowskim.
Jeżeli na stałe pole magnetyczne B nałożymy zmienne pole magnetyczne B1 o
odpowiedniej częstotliwości ν w próbce zaczną zachodzić przejścia pomiędzy
poziomami zeemanowskimi.
Przejścia te zależne są od:
ΔMJ = 1 możliwe tylko przejścia pomiędzy sąsiednimi poziomami
hν = g MJ µB B warunek dopasowania energetycznego
Warunek rezonansu
hν = gμBB
magneton Bohra:
μB = |eh/ 4πme|= 9.2740 x 10-24 J/T
e = ładunek elektronu
me = masa elektronu
dla wolnego elektronu:
ge = 2.0023193 (to bliskie prawdy przy wolnym
rodniku), w metalach jest inaczej – wartość g
pokazuje gdzie rezyduje niesparowany elektron
Podstawowe zasady techniki EPR
Próbka naświetlana jest stałą częstością mikrofalową ν a pole magnetyczne B0 jest
zmieniane do chwili osiągnięcia rezonansu:
Dla wolnego elektronu:
E
B0 = 0
Ms
B0 ≠ 0
+1/2
Eα = +
—1/2
Eβ = +
B0
Pole magnetyczne
∆ E = g e µ e B = hν
1
ge µ e B
2
1
ge µ e B
2
3460
3470
3480
3490
3500
Campo Magnetico B0 (Gauss)
B0 (G)
Częstość stosowana zazwyczaj w spektrometrach EPR jest ok. 9.5 GHz (obszar
mikrofalowy). Przy tej częstości rezonans niesparowanego elektronu (ge=2.0023)
pojawia się przy 0.33 T.
Pomiar widm EPR
hν = gμBB
hν
ν
g=
= 71.448
µ BB
B
ν [GHz], B [mT]
Podstawowy dla EPR wzór wiąże ze sobą trzy rodzaje wielkości:
•Dwie stałe fundamentalne h i µ
•Dwie wielkości charakteryzujące eksperyment ν i B
•Wielkość charakteryzującą właściwości magnetyczne próbki – czynnik g
który jest właściwym przedmiotem pomiaru EPR
Przykład
Dla rodnika CH3 sygnał EPR pojawia się przy wartości pola 329 mT na
spektrometrze o wartości 9.23 GHz. Znaleźć z widma wartość g.
hν
ν
g=
= 71.448
µ BB
B
ν
mT 9.23GHz
g = 71.448 = 71.448
= 2.0026
B
GHz 329mT
Parametry EPR są
izotropowe:, gxx=gyy=gzz
Oddziaływanie nadsubtelne
odpowiada izotropii stałych
Axx=Ayy=Azz
Widmo ma postać
izotropowej linii
Widmo EPR
Widmo EPR
• Ogólnie w EPR preferowana jest rejestracja wyższych pochodnych
pierwotnego konturu pasma, ponieważ zwiększa to rozdzielczość
• Jednak rejestracja wyższych pochodnych stanowi komplikację
techniczną, która nie zawsze się opłaca, dlatego w spektrometrach
EPR stosuje się z reguły pierwszą pochodną wspomagając ją czasem
drugą
Sprzężenie spinowo-spinowe
•
Na niesparowany elektron centrum paramagnetycznego działa nie tylko
zewnętrzne pole magnetyczne ale również momenty jąder, z którymi ten
elektron się kontaktuje, czyli na których jego gęstość jest różna od zera
•
Następuje zatem sprzężenie niesparowanego elektronu z jądrem
spowodowane oddziaływaniem kontaktowym Fermiego
•
Miarą wielkości sprzężenia nie jest odległość sprzęgających się
momentów magnetycznych ale gęstość niesparowanego elektronu na
jądrze tzw. gęstość spinowa
• W rodnikach molekularnych niesparowany elektron występuje na orbitalu
molekularnym, który w zależności od struktury rodnika obejmuje
nierównomiernie cały system wiązań chemicznych
• Wielkością mierzalną zależną od gęstości spinowej jest stała sprzężenia
kontaktowego ai która określa energię oddziaływania kontaktowego Fermiego
między niesparowanym elektronem a i-tym jądrem
• Cała energia oddziaływania magnetycznego składa się zatem z oddziaływania
niesparowanego elektronu z polem zewnętrznym B0 oraz z momentami
magnetycznymi jąder I1, I2, ... Ik
E(MS,MI) = MSgμBB0 + a1MSMI1 + a2MSMI2 + ... + akMSMIk
ak - stałe sprzężenia niesparowanego elektronu z różnymi jądrami;
MS magnetyczna liczba kwantowa niesparowanego elektronu;
MIk magnetyczne liczby kwantowe jąder
W eksperymencie EPR mierzy się stałe sprzężenia Ai wyrażone w
jednostkach indukcji magnetycznej (tesle)
ai
Ai =
gµ B
W atomie wodoru stała sprzężenia A elektronu 1s z protonem wynosi 50,68
mT
W rodniku winylowym niesparowany elektron zajmuje molekularny orbital σ
obejmujący cały system wiązań
3,42 mT H
C
6,85 mT H
C
H 1,57 mT
W rezultacie prawdopodobieństwo znalezienia elektronu na atomowych
orbitalach 1s protonu nie jest duże
Na przykład na orbitalu protonu w pozycji trans niesparowany elektron
przebywa 6,85/50,68 = 0,135 całego czasu
Ten ułamek nazywa się gęstością spinową na orbitalu atomu
i oznacza symbolem ρs
Rozszczepienie poziomów energetycznych niesparowanego elektronu na
skutek oddziaływania z protonem wraz z możliwymi przejściami
rezonansowymi
Sprzężenie w obecności jednego
protonu o I=1/2
EPR „widzi” jądra atomowe widoczne w
NMR
Widmo EPR ze strukturą nadsubtelną
Sprzężenie w obecności czterech
protonów o spinie I=1/2
W widmie EPR liczba składowych,
podobnie jak w widmie NMR wynosi n+1 i
układ rozszczepionych sygnałów
nazywamy multipletem
a =508 G wielkość standardowa
Widmo EPR anionorodnika benzenowego w mieszaninie
tetrahydrofuranu i dimetoksyetanu (2:1)
Schemat spektrometru
Aspekty praktyczne
• Wykrywalność rodników jest w metodzie EPR niezwykle duża
• W przypadku wąskich pasm granica wykrywalności sięga 10-12 mola
rodników w objętości próbki a w przeliczeniu na stężenie molowe
10-8 mol dm-3
• Szerokie sygnały EPR w dużym stopniu się nakrywają
• Na konturze absorpcyjnym trudno jest zauważyć strukturę
multipletową
• Dlatego w spektroskopii EPR jako zasadę wprowadzono rejestrację
pierwszej pochodnej krzywej absorpcji
Widmo rodnika TEMPO
Wraz ze wzrostem stężenia
rodniki maja większy kontakt ze
sobą i następuje wymiana
spinów, która uśrednia multiplet.
Widmo EPR rodnika nitroksylowego zastosowanego
jako sonda w pyłku Typha latifolia L. w zależności od
zawartości wody (g/g pyłku)
Struktura nadsubtelna sygnałów na widmie EPR jest
głównym parametrem umożliwiającym
identyfikacje i określenie budowy centrów
paramagnetycznych.
Analiza wartości stałej sprzężenia A pozwala
określić rozkład gęstości spinowej czyli pośrednio
rozkład gęstości elektronowej.
Detekcja wolnych rodników w komórkach drożdży
1 - komórki dzikie
2 – komórki
z deficytem SOD
3 - komórki
z deficytem SOD
po ekspresjonowaniu
enzymu ludzkiego
Możliwości zastosowania EPR w badaniach strukturalnych:
1. Badania paramagnetycznych związków metali:
- ocena symetrii centrum paramagnetycznego,
- informacje o oddziaływaniach międzyelektronowych,
2. Wykrywanie, identyfikacja i określenie rozkładu gęstości
elektronowej w wolnych rodnikach