ЭПР-спектроскопия, электрохимические и комбинированные методы анализа

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

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;

– 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 использовать 
неполярные органические растворители, так как увеличение диэлектрической 
проницаемости приводит к ухудшению аналитического сигнала.
Для твердых образцов наиболее перспективно использование монокристаллов, 
однако из-за трудности их получения чаще работают с замороженными
растворами (стеклами) или поликристаллическими порошками. Для снижения
спин-спинового взаимодействия часто используют совместную кристаллизацию 
парамагнитного вещества с диамагнитными веществами, образующими 
с ним изоморфные кристаллы.

Ограничением метода ЭПР является малое число объектов исследования, 
поскольку большинство ионов металлов и органических веществ диамагнитно. 
К тому же линии парамагнитных ионов широки вследствие вклада
орбитальной составляющей в магнитный момент. Часто их трудно использовать 
для чувствительных аналитических определений. Избежать этих недостатков 
позволяет использование комплексообразования диамагнитных ионов
с органическими лигандами, являющимися стабильными свободными радикалами (
спин-меченые реагенты). В этом случае концентрацию диамагнитного
иона определяют по парамагнетизму органической части компонентов соединения. 
Использование спин-меченых реагентов делает метод ЭПР универсальным, 
метод становится пригодным для определения ионов в любой степени 
окисления, как парамагнитных, так и диамагнитных. Кроме того, спектры 
ЭПР с реагентом-радикалом характеризуются более узкими линиями,
что существенно повышает чувствительность определения металлов.

Применение ЭПР для исследования комплексообразования парамагнитных 
ионов открывает большие возможности для решения многих вопросов
химии координационных соединений: о способе координации лиганда, содержащего 
несколько донорских атомов; о числе и эквивалентности донорских 
атомов, входящих в состав внутренней координационной сферы (по числу 
линий расщепления спектра СТВ (сверхтонкое взаимодействие); о различиях 
в составе комплексных соединений в твердом и жидком состояниях
(по характеру спектров ЭПР при варьировании температуры).

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:

lz = mlh,
(1)

где ml = –l , … , l,

     l2 = l(l + 1)h2,
(2)

где ml 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:

z = ml = –ml,
(3)

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

 Sz = msh,
(4)

где ms = –s, ..., s,

S

z   = –mS,
(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 = li, S = Si;

такое взаимодействие характерно для большинства элементов. Тогда магнит-
ные свойства частицы будут определяться значениями квантовых чисел L 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 составляющей 
магнитных моментов в полный магнитный момент.

Для неспаренного электрона в молекулярном радикале вклад орбитального 
момента незначителен, поскольку орбитали фиксированы в системе молекулярных 
связей сильными электростатическими взаимодействиями и вырождение 
по энергии между ними полностью снято.

Для определенности далее будем рассматривать частицы с чисто спиновым 
магнитным моментом (J = S, L = 0). При включении внешнего магнитного 
поля B0 появляется выделенное направление, так что энергия Е магнитного 
диполя в магнитном поле выражается через скалярное произведение 
магнитного диполя на проекцию магнитного момента на эту ось:

         E = –(, B0) = gB0mJ .
(6)

Согласно квантово-механическим правилам отбора возможны переходы, 
при которых значение магнитного квантового числа изменяется на величину 
mJ = ±1, тогда имеют место энергетические переходы электронов:

E = hv = gB0.
(7)

Магнитный резонанс можно истолковать с классических позиций. Согласно 
классическим представлениям заряженная частица, имеющая собственный 
механический момент (спин), при движении создает магнитное поле,
т. е. характеризуется собственным магнитным моментом ; E = hv = gB0.

При помещении заряженной частицы в постоянное магнитное поле B0

ее магнитный момент взаимодействует с полем с энергией взаимодействия
Е = –(B, ). В результате такого взаимодействия частица получает вращательный 
момент, вызывая прецессию вектора вокруг B0 под неизменным углом 
с частотой v0. Такая прецессия создает переменный магнитный момент, вращающийся 
с частотой v0 перпендикулярно направлению поля B0. Если в той
же плоскости в том же направлении вращается переменное магнитное поле B1
с частотой v1, то это поле взаимодействует с магнитным моментом. Взаимодействие 
тем больше, чем частота v1 ближе к v0. При v1 = v0 наступает резонанс, 
сопровождающийся перекачкой (поглощением) энергии переменного
магнитного поля B1 в исходную систему.

Энергетические переходы между расщепленными в постоянном магнитном 
поле уровнями могут быть индуцированы электромагнитным излучением 
частоты. Для g = 2 (у электрона только спиновый момент) и В0 ~ 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, соответствующая 
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 зависеть 
от взаимодействия парамагнитных частиц друг с другом и с окружающими 
их диамагнитными частицами. Эти взаимодействия будут способствовать 
установлению термодинамического равновесия, если почему-либо оно
окажется нарушенным. Поэтому в статическом магнитном поле В, если достигнуто 
равновесное состояние и допустимо использование законов распределения 
классической статистики, заселенности отдельных энергетических 
уровней N1 и N2 определяются больцмановским множителем:

N2 /N1 = exp(–E/(kT)),
(8)

где N1 и N2 – число частиц на каждом из подуровней: N2 + N1 = N.

При T ~ 300 °C и B ~ 3000 Гс будет выполняться E/(kT) << 1 (E/(kT) ~ 10–3).

Тогда при разложении в ряд получим

N2 /N1 = 1 – E/(kT).
(9)

Заселенность нижних энергетических уровней больше, чем верхних,

и поэтому при облучении электромагнитным СВЧ-излучением с энергией
E = h ·v количество индуцированных переходов с уровня с заселенностью N1
на уровень с заселенностью N2 будет больше, чем безызлучательных переходов 
с верхнего уровня на нижний.

Таким образом, в парамагнетике идут два разнонаправленных процесса:

СВЧ-поле выравнивает заселенности различных магнитных уровней, а внутренние 
взаимодействия стремятся восстановить больцмановское распределение, 
переводя поглощенную энергию РЧ поля в тепло. В итоге установится
динамическое равновесие заселенности энергетических уровней, СВЧ-энергия 
будет равномерно поглощаться образцом. Однако при повышении мощности 
СВЧ-излучения до предельного значения заселенности энергетических 
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

может меняться в процессе эксперимента, но выравнивания заселенности
и исчезновения сигнала поглощения не происходит из-за существования механизмов 
безызлучательного перехода электронов на нижний уровень, называемых 
релаксационными процессами. Энергия, полученная от радиоизлучения, 
может передаваться спиновой системе окружения, например в виде
тепла, такой процесс называется спин-решеточной релаксацией и характеризуется 
временем Т1.

Время жизни t верхнего состояния уменьшается также из-за индуцированного 
испускания, и при этом, как следует из принципа неопределенности 
Е · t  h, возрастает неопределенность энергии состояния и происходит
уширение линии.

Существует, кроме того, механизм спин-спиновой релаксации (характеризуемый 
временем Т2), определяемый беспорядочным распределением полей 
ядерных и электронных спинов вокруг неспаренного электрона, которое
размывает его уровни энергии и также приводит к уширению линии. Таким образом, 
ширина линии определяется временем жизни возбужденного состояния: 
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 Т1 и Т2. 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.

Компонента ядерного магнитного момента N вдоль направления поля  z (N

z  )

описывается выражением

N

z  = MI  gN N,
(10)

где MI – ядерное спиновое квантовое число (I – ядерный спин), MI может при-
нимать (2I + 1) значений от –I … до +I через 1; gN – 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 B0 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 B0.

Этим ориентациям ядерного спина соответствуют значения магнитного

квантового числа: mI = –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

mI

mI

mJ = 1/2

mJ = –1/2

E = hv = gB0

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: mJ = ±1, а ориентация спина ядра атома сохраняется:
mI = 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 I = 1 таких ком-

понент будет 2I + 1 = 3. В результате вместо одной линии поглощения получа-
ется 2I + 1 линий. Энергия соответствующих уровней записывается в виде

E = gB0 mS + h mI aств,

где аств – 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 I = 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 Е1 и Е2 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.

Устройство и принцип работы ЭПР-спектрометра. Как было показано

выше, условие парамагнитного резонанса описывается уравнением hv = gB.
Для его наблюдения можно применить два подхода – изменение частоты элек-
тромагнитного излучения при постоянном магнитном поле или изменение индук-
ции поля при постоянной частоте. Поскольку изменять индукцию магнитного
поля в широких пределах на практике значительно легче, чем частоту электро-
магнитного излучения, в спектрометрах ЭПР используется второй метод, и спектр
ЭПР представляет собой зависимость поглощения электромагнитной энергии
от величины магнитного поля. В этом случае спектрометр ЭПР можно пред-
ставить в виде схемы (рис. 2) [2].

Источник

СВЧ

Детектор

Электромагнит

Рис. 2. Блок-схема спектрометра ЭПР