Badanie widm IR związków organicznych Wprowadzenie (praca doktorska Moniki Hereć) Widma oscylacyjne cząsteczek. Technika FTIR. Drgania atomów w cząsteczkach ujawniają się w widmach optycznych o częstościach w zakresie podczerwieni. W celu wyjaśnienia powstawania widma oscylacyjnego rozważmy drgającą dwuatomową molekułę. Przyjmijmy, że masy jąder poszczególnych atomów są odpowiednio punktowymi masami m 1 i m, a oddziaływania pomiędzy atomami mają charakter sprężysty. Zgodnie z prawem Hooke a częstość drgań ν [s -1 ] wyznaczona metodami klasycznymi wyraża się wzorem: 1 f ν = (1) π μ gdzie f jest to stała siłowai wyraża się ją w N/m, μ jest masą zredukowaną wyrażoną w kg: m m = m + m 1 μ () 1 Częstość drgań układu jest tym większa i im większa jest stała siłowa, np. kiedy wiązanie pomiędzy dwoma atomami jest silniejsze. Z drugiej strony częstość drgań maleje wraz ze wzrostem oscylujących mas. Wielkości częstości podstawowych drgań są rzędu 10 13 s -1. W przypadku stosowania metod kwantowo-mechanicznych energia drgań oscylatora harmonicznego w stanie opisanym kwantową liczbą oscylacyjną v wyraża się następującym wzorem: E osc h f = o v π μ 1 1 ( v + ) = hν ( + ) (3) gdzie f jest to stała sprężystości, ν o jest częstością drgań cząsteczki w stanie podstawowym. Ten wzór jest poprawny tylko w przypadku przejścia molekuły z podstawowego stanu oscylacyjnego (v=0, zerowe drgania oscylacyjne) do pierwszego stanu wzbudzonego oscylacyjnego (v=1). W przypadku swobodnych cząsteczek przejściom oscylacyjnym zawsze
towarzyszą przejścia rotacyjne. Regułą wyboru dla przejść optycznych jest Δv=±1, tak więc w widmie możemy oczekiwać tylko jednej linii, ponieważ poziomy energetyczne są równoodległe z odstępem E v+1 -E v =hν o. W rzeczywistym przypadku molekularne oscylatory są anharmoniczne. Energia przejść zmniejsza się wraz ze wzrostem kwantowej liczby oscylacyjnej, aż do momentu dysocjacji molekuł. Model oscylatora harmonicznego, którego krzywa energii jest parabolą nie może prawidłowo opisywać energii cząsteczki dla wszystkich odległości międzyjądrowych, ponieważ nie pozwala on na dysocjację wiązania. Dobrym przybliżeniem kwantowo mechanicznej energii dwuatomowej molekuły jest wzór: 1 1 [( v + ) x ( + ) ] Eosc = hν o o v (4) gdzie.x o jest tzw stałą anharmoniczności. Krzywą energii oscylatora anharmonicznego (rys.1) aproksymuje się funkcją Morse a: U ( x) βx = D e (1 e ) (5) D e - energia dysocjacji, β współczynnik określający stopień krzywizny krzwej Morse a. t j le Energia 3 1 0 D e r e r [Å] Rysunek.1 Krzywa energii potencjalnej oscylatora anharmonicznego z zaznaczonymi oscylacyjnymi poziomami energetycznymi i kilkoma dozwolonymi przejściami absorpcyjnymi.
Złożoną cząsteczkę można rozważać jako system połączonych oscylatorów anharmonicznych. W przypadku molekuły składającej się z N atomów całkowita liczba stopni swobody wynosi 3N-6 dla cząsteczek nieliniowych (3N 5 dla cząsteczek liniowych) i równa jest liczbie drgań normalnych. W przypadku drgań normalnych wszystkie atomy w cząsteczce drgają z tą samą częstością i przechodzą przez punkt równowagowy równocześnie. W rzeczywistości cząsteczki najlepiej opisuje model anharmonicznych oscylatorów, ponieważ pozwala on na przejścia, które są niedozwolone w przypadku modelu harmonicznych oscylatorów: przejścia ze stanu podstawowego (v = 0) do stanów o v =,3...(nadtony). W spektroskopii oscylacyjnej przyjęło się stosować tak zwane liczby falowe ~ ν wyrażone w cm -1 zamiast częstości ν wyrażonej w s -1 : ~ ν 1 ν = = (6) c / η λ gdzie c jest to prędkość światła, n o współczynnik załamania ośrodka, λ jest to długość fali w cm. Spektroskopia w podczerwieni bazuje na oddziaływaniach oscylującego pola elektromagnrtycznym z czasteczką. Absorpcja promienowania elektromagnetycznego przez cząsteczkę jest tylko możliwa w przypadku, jeśli moment dipolowy molekuły zmienia się w wyniku drgań cząsteczki. Częstość absorbowanej fali zależy od częstości drgań molekuły, natomiast intensywność absorpcji zależy od efektywności przekazu energii fotonu (z zakresu podczerwieni) molekule. Intensywność absorpcji w podczerwieni jest wprost proporcjonalna do kwadratu zmiany dipolowego momentu przejścia względem współrzędnych normalnych. I IR μ ~ q (7) Technika FTIR (Fourier Transform Infrared) W skład spektrometru absorpcyjnego w podczerwieni z transformacją Fouriera wchodzi dwuwiązkowy interferometr zaprojektowany przez Michelsona w 1891 roku, (rys.). Szerokie pasmo promienowania z zakresu podczerwieni jest emitowane przez źródło termiczne (globar, lampa Nernsta) i pada na zwierciadło półprzepuszczalne (ang. beam splitter), które w idealnym przypadku odbija połowę promieniowania a połowę przepuszcza. Promieniowanie odbite po przejściu odległości L pada na nieruchome zwierciadło M1. Promieniowanie ulega odbiciu od zwierciadła M1 i wraca z powrotem pokonując odległość L.
L x/ B Rysunek Schemat interferometru Michelsona: S-źródło promieniowania IR, B-zwierciadło półprzepuszczalne, M1 zwieciadło nieruchome, M zwierciadło ruchome, D-detektor. Promieniowanie przechodzące podobnie jak promieniowanie odbite, pokonuje odległość L po odbiciu od zwierciadła M, które w przeciwieństwie do zwierciadła M1 ma możliwość precyzyjnego poruszania się wzdłuż osi optycznej o dodatkową odległość x/. Tak więc promieniowanie przechodzące pokonuje całkowitą drogę optyczną L+x. Różnica dróg optycznych w momencie rekombinacji obu wiązek na zwierciadle półprzepuszczalnym wynosi x, dzięki czemu mogą one ze sobą interferować. Wiązka, modulowana poprzez ruch zwierciadła, opuszcza interferometr, przechodzi przez próbkę i ostatecznie zostaje skupiona na detektorze. Interferogram rejestrowany przez detektor jest intensywnością promieniowania I(x) mierzonego w funkcji przemieszczenia x poruszającego się zwierciadła M od odległości L. Interferencja fal o różnych częstościach jest zróżnicowana. Intensywność wiązki można opisać kosinusową funkcją optycznego opóźnienia x i częstości promieniowania ~ ν. Intensywność wiązki polichromatycznej I(x) trafiającej do detektora równa się: I ( x) = I( ~ ν ) R( ~ ν ) T ( ~ ν )(1 + cosπν~ x) d ~ ν 0 (8)
gdzie: I (ν~ ) - intensywność promieniowania o częstości ~ ν padającego na półprzepuszczalne zwierciadło. R (ν ~ ) i T (ν ~ ) są współczynnikami odbicia i przepuszczalności spełniającymi warunek: R (ν ~ ) +T (ν ~ ) =1 (9) Dla x znacznie większego od największej długości fali w wiązce promieniowania wyrazy cosπν x uśredniają się pod całką do zera a intensywność wiązki wynosi I( ). Zmienna część interferogramu F(x) wynosi: wprowadzając intensywność spektralną: 0 F ( x) = I( x) I( ) = I( ~ ν ) R( ~ ν ) T ( ~ ν )cos πν~ xd ~ ν (10) otrzymujemy: A ( ~ ν ) = I( ~ ν ) R( ~ ν ) T ( ~ ν ) (11) 0 F ( x) = A( ~ ν ) cos πν~ xd ~ ν (1) Dokonujac transformacji Fouriera otrzymujemy zależność na intensywność spektralną: + A( ~ ν ) = F( x) cos π ~ νxdx (13) Widmo transmisyjne próbki otrzymuje się poprzez rejestrację w równych odstępach drogi x interferogramy z próbką oraz bez próbki. Widmo próbki w postaci transmisji w funkcji częstości wynosi: ( ~ ) ( ~ Apr ν T ν ) = A ~ (14) ν gdzie A pr i A o uzyskujemy po transformacji Fouriera interferogramów z próbką i bez próbki. Aby zwiększyć stosynek sygnału do szumu interferogramy powtarza się wielokrtotnie, a następnie uśrednia. Przesuw zwierciadła M jest precyzyjnie kontrolowany poprzez stosowanie lasera helowoneonowego. Do pomiarów można stosować przystawki ATR (Attenuated Total Reflection) w postaci monokryształu o odpowiedniej geometrii zapewniającej wielokrotne odbicie wewnętrzne wiązki absorbowanej, przedstawionego na rys.3 o ( )
Rysunek 3 Bieg wiązki promieniowania w krysztale w układzie ATR. Zagadnienia do kolokwium: Oscylator harmoniczny i anharmoniczny Oddziaływanie promieniowania z oscylującymi molekułami (spektroskopia ramanowska i absorpcji w podczerwieni (IR)) Prawdopodobieństwo absorpcji promieniowania przez molekuły. Reguły wyboru w spektroskopii absorpcyjnej w podczerwieni Analiza i interpretacja widm absorpcji w podczerwieni oraz widm rozproszenia ramanowskiego Czynniki determinujące kształt, intensywność i szerokość pasma absorpcyjnego Teoretyczne podstawy spektroskopii rozproszenia ramanowskiego, rezonansowej spektroskopii Ramana (RR) oraz spektroskopii absorpcji w podczerwieni Drgania normalne Schemat Jabłońskiego Techniki pomiarowe aparatura (schemat) Cel ćwiczenia Pomiar widm absorpcji w zakresie IR wybranych związków organicznych Analiza widm absorpcji przyporządkowanie charakterystycznych zakresów częstości drgań (tabela 1) pasmom otrzymywanym z pomiarów Wykonanie ćwiczenia 1. Przygotować spektrometr Brooker do pracy. Uruchomienie następuje poprzez przełączenie włącznika znajdującego się w lewej tylnej części spektrometru do pozycji 1.. Uruchamiamy odpowiedni program (ikona opus, hasło OPUS).
3. W celu konfiguracji spektrometru z menu Measure wybieramy polecenie Advanced Measurement. W pojawiającym się oknie wybieramy polecenie Check Signal i czekamy do pojawienia się na ekranie interferogramu wiązki porównawczej, którego położenie zapisujemy przy pomocy opcji Save Peak Position. 4. W zakładce Advanced określamy nazwę badanego widma (Filename), ścieżkę dostępu (Path), rozdzielczość (Resolution) ustawić 1cm -1, liczbę skanów dla próbki (Sample Scan Time) ustawić 50, Liczbę skanów tła (Background Scan Time) ustawić 50, zakres pomiarowy ustawić 4000cm -1 400cm -1 oraz rodzaj mierzonego widma (Result Spectrum) ustawić Absorbance. 5. W zakładce Basic wybrać opcję Background Signal Channel do pomiaru tła oraz Sample Signal Chanel do pomiaru próbki. 6. Po wykonaniu zadanej liczby skanów program automatycznie wyświetli widmo mierzonej próbki. Można je zapisać opcją (Menu File) Save File As dodając do nazwy widma rozszerzenie.spc. 7. Widmo lub jego część możemy obejrzeć poprzez kliknięcie prawym przyciskiem w oknie wyświetlania widma i wybraniu opcji Zoom In (następnie zaznaczeniu żądanej części widma) lub Scale All Spectra (powrót do pierwotnego wyświetlenia). Przygotowanie próbek Próbki do badań widm IR (otrzymane od prowadzącego ćwiczenia) mocujemy (lub nanosimy przy pomocy pipety) w specjalnym uchwycie pomiędzy dwoma krążkami kryształu ZnSe. Przed przystąpieniem do pomiaru obydwa krążki czyścimy bibułą nasączoną acetonem.
Czynność tę wykonujemy w niewielkiej odległości nad stołem w celu uniknięcia jego uszkodzenia w wyniku upadku na podłogę. Właściwe pomiary rozpoczynamy od zarejestrowania tła (baseline), które później będzie odejmowane od widm próbki. W tym celu składamy ze sobą obydwa krążki kryształu ZnSe dokręcając je lekko moletowaną nakrętką. Tak skręcony układ (zwany dalej uchwytem próbki) mocujemy w komorze spektrometru. Mocowanie odbywa się przy pomocy magnesu zamontowanego w uchwycie komory spektrometru na stałe. Uchwyty próbki oraz komory została tak zaprojektowane, że kryształy zawsze znajdują się na osi wiązki optycznej. Proponowana literatura: 1. Kęcki Z. Podstawy spektroskopii molekularnej, PWN (197), Warszawa. Tamm L.K., Tatulin S.A. Infrared spectroscopy of proteins and peptides in lipid bilayers, Quartely Reviews of Biophysics 30, 4 (1997), pp.365-49 3. Tu T.A. Raman Spectroscopy in Biology: Principles and Applications, John Wiley&Sons (198) New York, pp. 3-43 4. Bernhard K., Grosjean M., Infrared Spectroscopy in Carotenoids v.1b: Spectroscopy ed. Britton G., Liaaen-Jensen S., Pfander H., Birkhäuser (1995), Basel, pp.117-134 5. Biernacka T., Górska M., Zastosowanie spektrofotometrii w podczerwieni i widm Ramana do celów analitycznych, Ossolineum (1977), Wrocław. 6. Twardowski J., Biospektroskopia (cz. 4), PWN Warszawa 1990 7. Suppan P. Chemia i światło PWN Warszawa 1997 8. H. Haken, H. Ch. Wolf, Fizyka molekularna z elementami chemii kwantowej, Wyd. Nauk. PWN, Warszawa 1998;