Электронный Парамагнитный резонанс в биологии

Сверхтонкое взаимодействие с одним ядром

В качестве примера рассмотрим опять ион Мн55. Его ядро обладает магнитным моментом и ядерным спином (величина спина I = 5/2), и потому неспаренный электрон будет не только испытывать влияние внешнего магнитного поля, но и взаимодей­ствовать с полем, создаваемым магнитным моментом самого ядра. Хотя магнитные моменты ядер очень малы, примерно в 2000 раз меньше, чем у электрона, магнитные поля, создаваемые ядрами в месте расположения их собственных электронов, могут тем не менее достигать значительных величин, так как расстояния между ядром и электронами также очень малы. Примерный под­счет, основанный на представлениях классической физики, пока­зывает, что на электрон, вращающийся вокруг ядра с магнит­ным моментом около одного ядерного магнетона, действует магнит­ное поле около 100Э. Обнаружить расщепление порядка 100 Э в спектре ЭПР очень легко, так как современные спектрометры имеют разрешающую способность порядка 100 мЭ и менее.

Влияние этого взаимодействия на энергетические уровни неспаренного электрона показано на фиг. 9, А. Сначала рассмот­рим частный случай, в котором проекция Ms полного электрон­ного спина S = б/2 на направление внешнего магнитного поля

3-1182

Фиг 9. Сверхтонкое взаимодействие ме» у несиаренным^ электронами

И ядром МпБ8.

А и збражающая взагшо кгйствие между ядром марганца 1 компонентой пол­

Ного электронного спина Ms = 4-7z при различных орпентациях 8 0 — >L8yj™--

,'чрую ;ее сверхточное расщегление двух электронных уровней. Замечание: - масштаб оси магнитного г. пля на этой ф ур гора^о кзныпе чем

На фиг 5—7.

И шла JV2- Такой спин испытывает действие как внешнего магнит­ного ноля, так и поля, создаваемого ядром. У марганца ядерный 1 ннп равен 5/2 и, следовательно, ядро может принимать шесть р пличных ориентаций относительно направления поля, что 14,нтнетствует проекциям М,, равным +5/2, +3/г> +1/2> —'1/г.

'/-., —6/2. Это иллюстрирует общее правило, заключающееся и том, что I, как и любое квантовое число, проецируясь на онре - III пенную ось квантования, дает 21 + 1 компонент, отличающихся пру г от друга на целое число. Каждая из этих шести различных ориентаций (фиг. 9, Л) создает в месте расположения электрон­ного спина шесть разных магнитных полей, имеющих разные проекции вдоль направления внешнего магнитного поля; в резуль - пгге общее магнитное поле, действующее на электронный спин, оудет иметь одно из шести возможных значений, зависящее от ориентации ядра, вокруг которого вращается электрон. Поскольку энергии, соответствующие этим шести ориентациям идра, различаются очень незначительно, каждую из шести ориен­тации при нормальной температуре будет иметь одинаковое число ндер, и, следовательно, число неспаренных электронов, испыты - илющих действие каждого из шести разных по величине общих магнитных полей, будет одинаковым.

Эти шесть разных значений поля вызовут расщепление исход-

электронных энергетических уровней (фиг. 9, Б). Если

П. I такой образец подать микроволновое излучение постоянной •мстоты, то для каждого из шести значений поля возникнут линии поглощения; обычное правило отбора для всех этих переходов имеет вид АМ1 = 0, так как ядерный спин во время электронного перехода не меняет своей ориентации. Таким образом, вместо гинглетной линии электронного поглощения возникнет шесть линий равной интенсивности (сверхтонкое расщепление), соот- петствующих (21 + 1) различным ориентациям ядерного спина марганца с / = Б/2. Эта прямая зависимость между величиной ндерного спина и числом сверхтонких компонент, наблюдаемых и спектре ЭПР, широко использовалась в ранних работах по ЭПР для определения значений ядерных спинов. Имея спектры с эта­лонной сверхтонкой структурой, можно проводить качественный п количественный анализ спектров исследуемых образцов. Боль­шой интерес представляет также расстояние между сверхтонкими компонентами, так как оно служит мерой силы взаимодействия между неснаренным электроном и атомным ядром. Эта сила в свою очередь определяется природой химической связи и конкретным распределением соответствующих волновых функций, и, следо - иательно, по ее величине можно судить как о природе внутримоле­кулярных связей, так и о структуре молекулы. Подробное обсуждение этих вопросов см. в соответствующих разделах гл. 4 и 5.

Сверхтонкое взаимодействие между неспаренным электроном н ядром возникает независимо от того, сколько неспаренных элек­тронов присутствует в молекуле (один или несколько), так как оно осуществляется между полным электронным спином и ядер­ным магнитным моментом. Так, сверхтонкие компоненты спектра ' >ИР монокристаллов двухвалентного марганца можно разбить па 5 групп, каждая из которых состоит из шести равноотстоящих линий равной интенсивности (поскольку каждый из электронных переходов, описанных в предыдущем разделе, расщепляется теперь на 6 компонент сверхтонкой структуры). Типичный спектр i>IIP, полученный на гндратированной соли марганца, приведен на фиг. 10, А, где ясно видны 6 сверхтонких линий, обусловлен­ных каждым электронным переходом. На фиг. 10, Б показана подробная диаграмма энергетических уровней, иллюстрирующая возникновение сверхтонких компонент при электронных пере - одах.

На фиг. 11 приведены другие примеры подобного расщепления, возникающего при взаимодействии электронов с одним ядром. I [а фиг. 11, А показан характерный спектр ЭПР, полученный па кристаллах двухвалентной меди. Медь имеет два изотопа, Оиез и Си65; оба обладают ядерным спином с I = 3/2, и, следова­тельно, оба дают спектр со сверхтонкой структурой, состоящей из четырех компонент. Так как магнитные моменты этих двух изотопов не совсем одинаковы, их спектры не совпадают пол­ностью, и сдвиг одного относительно другого легко определяется по крайним компонентам. Самые крайние линии принадлежат Си63, относительное содержание которого в кристалле немного меньше, чем Си65. На фиг. 11, Б представлен спектр ЭПР, полученный па соли неодима. Этот спектр приводится здесь в качестве примера потому, что именно с его помощью было впервые измерено ранее неизвестное значение ядерного спина; кроме того, он показал, насколько сложный спектр может наблюдаться даже при взаимо­действии электрона только с одним ядром. Широкая центральная линия обусловлена четными изотопами неодима, у которых ядро не обладает спином и магнитным моментом и потому сверхтонкая структура в спектре отсутствует. Можно видеть, однако, что помимо этой центральной линии, выходящей за пределы шкалы, имеются еще две группы компонент — по восемь линий одинако­вой интенсивности в каждой; относительная интенсивность этих двух групп линий равна относительному содержанию изотопов NdliS и Ndri5. На основании этого спектра сразу можно сделать вывод, что ядерные спины обоих изотопов равны 7/2. Кроме того, отношение величин расщепления в двух этих группах сразу дает отношение их ядерных магнитных моментов. Но для биохимика или биофизика непосредственный интерес представляют не эти ндерные параметры, а фактическая величина расщепления между

I-------------------------- 1------ 1------ 1----- 1___ I____ I____ I Nd143

Четные изотопы Nd

Б

I

Фиг. 11. Сверхтонкое расщепление в спектре ЭПР ионов переходной группы. А —спектр ионов Сиг+. Наблюдаются четыре Ливии от каждого из изотопов CuG3 и Си66-' В — спектр соли неодима. Интенсивная центральная линия обусловлена изотопами» Не имеющими ядерного спина, а две группы из восьми линий принадлежат соответствен­но Nd143 и Nd"6.

Сверхтонкими компонентами и характер ее изменения с изменением угла. Такого рода данные позволяют не только идентифицировать активный центр исследуемого соединения, но и установить при­роду химической связи и потенциальную активность различных групп, охватываемых орбиталью неспаренного электрона.