F-Praktikum
Paramagnetische Elektronenresonanz (EPR: electron paramagnetic resonance) an Lösungen freier Radikale
1. Einleitung
Die paramagnetische Elektronenresonanz ist ein Zweig der Spektroskopie, bei dem elektro-
magnetische Strahlung im Mikrowellenbereich von solchen Molekülen, Ionen oder Atomen
absorbiert werden kann, die Elektronen mit ungepaarten Spins besitzen. Diese Methode weist
viele Analogien zur NMR-Spektroskopie auf, nur daß statt der Kernspins die ungepaarten
Elektronenspins die unbedingte Voraussetzung des Verfahrens darstellen. Abhängig von der
Anzahl der ungepaarten Spins der paramagnetischen Zentren, ihrer chemischen Art und Um-
gebung sowie auch des Aggregatzustands, entstehen EPR-Spektren unterschiedlicher Kom-
plexität. Einige typische Systeme, die untersucht wurden, gehören den folgenden Substanz-
klassen an:
• Freie Radikale in Festkörpern, Lösungen und Gasen: Darunter fasst man Atome, Molekü-
le oder Ionen, die ein ungepaartes Elektron enthalten.
• Punktdefekte in Festkörpern: Die wichtigsten Vertreter sind die F-Zentren, in denen ein
ungepaartes Elektron eine Anionenleerstelle in Kristallen oder Gläsern besetzt.
• Diradikale: Es handelt sich um Moleküle mit zwei räumlich entfernten ungepaarten Elekt-
ronen, die nur schwach miteinander wechselwirken.
• Triplettzustände: Man versteht darunter Moleküle mit zwei stark wechselwirkenden un-
gepaarten Elektronen. Meist handelt es sich um angeregte elektronische Zustände.
• Übergangsmetall- und Seltenerdionen: In diesen Systemen treten häufig mehrere unge-
paarte Elektronen auf, deren Spin- und Bahndrehimpulse substanzabhängig entweder nach
der Russel-Saunders- oder j-j-Kopplung zu einem Gesamtdrehimpuls koppeln können.
EPR-Experimente an Lösungen freier, stabiler Radikalmoleküle (S = ½), die in diesem Ver-
such eingesetzt werden, liefern relativ einfach zu interpretierende Spektren und sind deshalb
als Einführung in die Methodik gut geeignet.
EPR in Flüssigkeiten 2
2. Grundlagen 2.1 Quantenmechanik des Drehimpulses
Klassisch ergeben sich aus der Definition des Drehimpulses als Vektorprodukt
prJ ×= (1)
seine kartesischen Komponenten zu:
yzx zpypJ −= ; zxy xpzpJ −= ; xyz ypxpJ −= . (1a)
Der Drehimpuls im atomaren Bereich unterliegt jedoch den Gesetzen der Quantenmechanik
und wird als Vektoroperator J beschrieben. Seine quantenmechanischen Eigenschaften wer-
den durch die sogenannten Kommutatoren oder Vertauschungsrelationen bestimmt. Sie lassen
sich aus den Orts-( x, etc) und linearen Impulsoperatoren ( xp , etc) und deren Vertauschungs-
relationen konstruieren:
[ ]
[ ] '''' ˆˆˆ,
ˆˆˆ,
qqqqq
xxx
iqppqpq
ixppxpx
δ=−=
=−=, oder allgemeiner
mit 0' =qqδ für 'qq ≠ und 1' =qqδ für 'qq = ; (q = x, y, z)
(2)
Ort und Impuls eines Teilchens bezüglich der selben Ortskoordinate sind in der Quantenme-
chanik also komplementäre Observablen, die sich nicht gleichzeitig scharf bestimmen lassen.
Ersetzt man in Gl. 1 J und p durch ihre Operatoren J und p , kann man den folgenden
Kommutator unter Einbeziehung von Gl.2 berechnen:
[ ] ( ) ( )[ ][ ] [ ] [ ] [ ]
[ ] [ ] ( )z
yxzyxz
zyxyzzxz
zxyzyx
Ji
pxpyipzpxpzpy
pxpzzppzpxpypzpy
pxpzpzpyJJ
ˆˆˆˆ,ˆ00ˆ,ˆ
ˆ,ˆ,ˆˆ,ˆˆ,ˆ
ˆˆ,ˆˆˆ,ˆ
=
+−=+−−=
+−−=
−−=
(3)
Die verbleibenden Kommutatoren lassen sich prinzipiell auf die gleiche Weise ermitteln.
[ ] zyx JiJJ ˆˆ,ˆ = ; [ ] xzy JiJJ ˆˆ,ˆ = ; [ ] yxz JiJJ ˆˆ,ˆ = (4)
Jede der einzelnen Drehimpulskomponenten vertauscht jedoch mit 2J :
EPR in Flüssigkeiten 3
0ˆ,ˆ 2 =
qJJ (5)
Da sich nur diejenigen Observablen gleichzeitig scharf messen lassen, deren Operatoren
kommutieren, folgt aus den Gleichungen 4 und 5 , dass nur eine Komponente und das Quad-
rat der Größe des Drehimpulses zeitgleich bestimmt werden können. Hat man sich auf eine
Richtung festgelegt (z. B. die z-Richtung), sind die verbleibenden Komponenten unbestimmt.
Bei festgelegter z-Richtung definiert man die sogenannten „Verschiebungsoperatoren“ als
Linearkombinationen von xJ und yJ :
yx
yx
JiJJ
JiJJˆˆˆ
ˆˆˆ
−≡
+≡
−
+ (6)
Die Bedeutung dieser neuen Operatoren wird später deutlich. Aus (4) – (6) ergeben sich fol-
gende Vertauschungsrelationen:
[ ][ ][ ] z
z
z
JJJ
JJJ
JJJ
JJJJ
ˆ2ˆ,ˆ
ˆˆ,ˆ
ˆˆ,ˆ
0ˆ,ˆˆ,ˆ 22
=
−=
=
=
=
−+
−−
++
−+
(7)
Alle Operatoren jedweder Art, die diesen Vertauschungsrelationen genügen, verhalten sich
quantenmechanisch wie Drehimpulse, auch wenn sie es im engeren Sinne nicht sind. Der Spin
des Elektrons, S , ist ein solches Beispiel. Er ist ein rein quantenmechanisches Phänomen, das
nur sehr unzureichend als " Eigendrehimpuls" des Elektrons charakterisiert werden kann. Der
Spinzustand wird quantenmechanisch durch eine Wellenfunktion Ψ oder durch einen kom-
plexen Vektor smS , (“Ket“) beschrieben.
2.2 Eigenwerte der Spinoperatoren
Die besondere Stellung des Elektronenspins drückt sich auch in der dimensionslosen Angabe
seines Vektoroperators S aus:
SJ ˆˆ = (8)
Wurde die z-Komponente des Drehimpulses als die exakt messbare Komponete festgelegt, ist
das Ket smS , ein Eigenket der Drehimpulsoperatoren zS und 2S und es gelten die folgen-
den Eigenwertgleichungen:
EPR in Flüssigkeiten 4
sssz
ss
mSmmSS
mSSSmSS
,,ˆ,)1(,ˆ 2
=
+=
(9)
Die magnetische oder Orientierungsquantenzahl ms nimmt 2S+1 Werte zwischen -S und + S
an.
Analog zu Ket smS , kann man ein komplexes Gegenstück smS , definiern, welches als
“Bra“ bezeichnet wird. Ein Vergleich mit der Schrödinger'schen Darstellung der Wellenglei-
chung für einen beliebigen Operator O mit den Wellenfunktionen SmS ,Ψ fasst die wesentli-
chen Aspekte des Dirac'schen Systems zusammen:
ssmSmS
mmssmSmS
smS
smS
mSOmSdO
mSmSd
mS
mS
ss
ssss
s
s
,ˆ,ˆ
,,
,
,
,,
,,
,
,
'
≡ΨΨ
=≡ΨΨ
≡Ψ
≡Ψ
∫∫
∗
∗
∗
τ
δτ
(10)
Das Kronecker-Delta der vorletzten Zeile impliziert, das die Kets smS , und Wellenfunktio-
nen smS ,Ψ orthonormiert sind.
Die Spin-Eigenfunktionen sind zeitunabhängig und drücken auch im Gegensatz zu den Ku-
gelflächenfunktionen der freien Rotation keine Ortsabhängigkeit von kartesischen Koordina-
ten aus.
Die Quantisierungen sind in Abb.2 verdeutlicht:
Abb.2:
Der Kegel repräsentiert einen Spinzustand mit spezifizierter Länge und z-
Komponente. Die x- und y-Komponenten sind entsprechend unbestimmt. Für den
halben Öffnungswinkel θ des Kegels ergibt sich demnach:
)1(cos +=Θ ssms
Die Wirkungsweise der Verschiebungsoperatoren wird durch die Gleichungen
[ ][ ] 1,)1()1(,ˆ
1,)1()1(,ˆ21
21
−−−+=
++−+=
−
+
ssss
ssss
mSmmSSmSS
mSmmSSmSS
(11)
verdeutlicht: Sie überführen einen Spinzustand smS , in den Zustand mit der nächsthöheren
oder nächstkleineren zS -Komponente.
)1( +SS
smz
Θ
EPR in Flüssigkeiten 5
2.3 Beziehung zwischen magnetischem Moment und Drehimpuls
Genau wie in der klassischen Physik eine rotierende Ladung ein magnetisches Dipolmoment
erzeugt, sind auch die Drehimpulse der Elektronen und der Kerne mit magnetischen Momen-
ten verknüpft. Ein Analogon zu dem magnetischen Dipolmoment µ des Bahndrehimpulses
eines Elektrons bildet ein klassisches Teilchen der Masse m und Ladung q , das mit der Ge-
schwindigkeit v auf einer Kreisbahn mit Radius r rotiert ( Abb.1). Das von dem elektrischen
Kreisstrom i induzierte Magnetfeld entspricht dem eines magnetischen Punktdipols.
Abb.1
Modell einer rotierenden Masse m mit Ladung q, Geschwindigkeit v und
Drehimpuls J . Es gilt die "rechte Hand"- Regel. Das magnetische Moment (nicht eingezeichnet) aus dem Produkt des Kreisstroms i und der umschlos-senen Fläche A ist kolinear zu J orientiert.
rmJmrprJ
vv
=×=×=
trπ2v =
(12)
Jmqrqr
tqA
tqiA
2v
22 ===== πµ (12a)
In der Quantenmechanik wird jeder Observablen ein Operator zugeordnet. Damit ändert sich
Gleichung 12a im Falle des Elektrons zu:
24 1
ˆ ˆˆ2
9,2740154 10 J T2
e
e
e J Jmem
βµ
β − −
= = −
= = ⋅
(12b)
wobei β als das Bohrsche Magneton bezeichnet wird. Prinzipiell setzt sich der Drehimpuls
des Elektrons aus seinem Spin- und Bahnanteil zusammen. Da das magnetische Moment, das
mit dem Spin verknüpft ist, um den Faktor 2 größer ist als das der Bahnkomponente, wird der
Korrekturfaktor g eingeführt (reiner Spinmagnetismus: SJ ˆˆ = mit g = 2; reiner Bahnmagne-
tismus: LJ ˆˆ = mit g = 1):
ˆ ˆˆ2 e
eg J g Jm
βµ = = − (13)
J
r
v
m
A
EPR in Flüssigkeiten 6
Eine eingehendere Betrachtung des g-Faktors findet in Kapitel 3 statt.
2.4 Energie eines freien Elektrons im Magnetfeld (Zeeman-Effekt)
Die in Kapitel 2.2 vorgestellten Orientierungszustände des Elektronenspins sind entartet.
Durch Anlegen eines Magnetfeldes (z.B. in z-Richtung) kann diese Entartung aufgehoben
werden, da die parallele und antiparallele Orientierung nicht energiegleich sind.
Das magnetische Moment eines freien Elektrons ist allein mit dem Spin assoziiert und be-
stimmt seine potentielle Energie in einem äußeren Magnetfeld. Die klassische Formulierung
der magnetischen Wechslwirkungsenergie von µ in einem Magnetfeld B ist durch das Ska-
larprodukt:
BE µ−= (14)
gegeben. Man erhält den quantenmechanischen Energieoperator, indem man µ durch den
geeigneten Operator (Gln.8,13 ) ersetzt:
BSgBH ˆˆˆ βµ =−= (15)
Das Feld wird definitionsgemäß in z-Richtung gelegt und mit B0 bezeichnet (Bx = By = 0):
00ˆˆˆ BSgBH zz βµ =−= (16)
( zµ liegt antiparallel zu zS )
Die zugehörigen Energieeigenwerte smE ergeben sich durch Lösen der zeitunabhängigen Ei-
genwertgleichung (siehe auch Gln. 9-10):
smssssss
szs
EBgmmSmSBmgmSHmS
mSBSgmSH
===
=
00
0
,,,ˆ,
,ˆ,ˆ
ββ
β
(17)
Für ein einzelnes Elektron mit S = 1/2 entstehen also zwei Niveaus gemäß ms = ±1/2. Die
Energiedifferenz E∆ ist dem äußeren Magnetfeld proportional (Abb.3):
02/12/1 BgEEE β=−=∆ −+ (18)
EPR in Flüssigkeiten 7
E
B0
m = - 1/2
m = + 1/2s
s
m = + 1/2s
B = 00
E∆
Abb.3. Aufspaltung der Zeeman-Energieniveaus im Magnetfeld
Sie kann über die Bohr'sche Frequenzbedingung mit einem elektromagnetischen Strahlungs-
quant in Beziehung gesetzt werden,
0BgE βω ==∆ (19)
Ist Gl.19 erfüllt, können Übergänge zwischen den beiden Energieniveaus erzeugt werden, wie
es im EPR-Experiment auch durchgeführt wird.
Im klassischen Bild erfährt ein durch einen Drehimpuls erzeugtes magnetisches Moment in
einem Magnetfeld ein Drehmoment, das zu einer Präzessionsbewegung des magnetischen
Momentes um die Richtung des B-Feldes führt (Kreiselmechanik). Die quantenmechanische
Behandlung erfordert die Lösung der zeitabhängigen Schrödinger-Gleichung. Die x- und y-
Komponenten der magnetischen Momente )(ˆ txµ und )(ˆ tyµ oszillieren zeitlich mit der Lar-
morfrequenz 10L g Bω β −= während sich zµ als zeitunabhängig ergibt. D. h. der Vektorope-
rator µ verhält sich wie ein Vektor, der mit einem festen Winkel gegen B0 ausgelenkt ist und
in der x-y-Ebene präzediert (siehe Darstellung in Abb.4).
Hieraus ergibt sich, dass die Frequenz des Energieübergangs (Gl. 19) auch gleich dieser Prä-
zesssionsfrequenz Lω ist:
Lωω = (20)
EPR in Flüssigkeiten 8
Abb.4: Darstellung der relativen Orientierung von Spin S und magnetischem Moment µ bezüglich B0 für ms
= ½ und ms = -½. Beide rotieren mit der Larmorfrequenz um die Magnetfeldrichtung. Die links dargestellte
Orientierung entspricht der größeren potentiellen Energie.
2.5 Makroskopische Magnetisierung und Resonanz
In der EPR-Spektroskopie werden kondensierte Materieproben mit ca 1012 bis 1018 ungepaar-
ten Elektronen untersucht. Im thermischen Gleichgewicht verteilen sich deren magnetische
Momente im äußeren Magnetfeld auf die nach Gl. 17 erlaubten Energiezustände gemäß der
Boltzmannverteilung:
kTBg
kTBg
NN 00
2/1
2/1 1expββ
−≅
−=
−
(21)
Da die magnetische Wechselwirkungsenergie sehr viel kleiner ist als die thermische Energie
kT, ist die angegebene Näherung bereits ab 1K gut erfüllt ("Hochtemperaturnäherung"). Auf-
grund dieser unterschiedlichen Besetzungszahlen N±1/2 resultiert eine makroskopische
Magnetisierung M0 in Feldrichtung
000
22
0 3)1(
BBkT
SSgNMM gesamt
z χβ
=+
==
(22)
µ z
Sz
S
µ
B0
ω L
ω L
m s = 1/2 B0m s = -1/2
µ
S
Sz
µ z
ω L
ω L
EPR in Flüssigkeiten 9
mit der Teilchenzahldichte Ngesamt und der Volumensuszeptibilität χ0 . Man erkennt hier die
dem Curie'schen Gesetz
TC
=0χ (23)
entsprechende inverse Temperaturabhängigkeit.
Abb. 5: Darstellung der makroskopischen Magnetisierung M0 || z als Kon-
sequenz der Boltzmannverteilung. Die einzelnen magnetischen Momente
µ präzedieren mit ωL um B0.
Mit der magnetischen Feldkomponente einer eingestrahlten elektromagnetischen Welle der
Frequenz ωL lassen sich in der Probe Absorptions- und induzierte Emissions-
Elementarprozesse erzeugen, bei denen die Spins ihre Orientierung in beiden Richtungen
gleich wahrscheinlich ändern können. Der beobachtete Gesamteffekt hängt von dem Unter-
schied ∆N der Besetzungszahlen ab. Im thermischen Gleichgewicht wird man also Absorption
beobachten.
Man nutzt eine linear polarisierte Welle, deren B1-Feldkomponente ⊥ zu B0 angeordnet wird.
Diese kann in zwei gegensinnig rotierende Zirkularkomponenten zerlegt werden. Die Kom-
ponente, die gleichsinnig wie die Spinpräzession rotiert (Abb. 6 a)) ist für den Umklappvor-
gang verantwortlich, der erfolgt, wenn die Resonanzbedingung erfüllt ist. Unterscheiden sich
hingegen eingestrahlte und Larmorfrequenz deutlich, sind beide Oszillatoren entkoppelt und
es findet kein Energietransfer statt.
Klassisch betrachtet übt B1 ein Drehmoment auf M0 aus und lenkt die Magnetisierung aus der
z-Richtung aus. Im ausgelenkten Zustand wirkt auf M0 ein starkes Drehmoment durch B0, das
die Magnetisierung zur Präzession mit ωL um B0 zwingt. Die oszillierenden x- und y-
Komponenten von M0 induzieren dabei eine Spannung in einem elektrischen Schwingkreis,
µ
ω L
ω L
B0
m s = -1/2
µ
M0
m s = 1/2
EPR in Flüssigkeiten 10
die als Signal registriert werden kann. Die Drehmomente beider Magnetfelder führen im La-
borsystem zu einer komplizierten schraubenförmigen Bewegung des Magnetisierungsvektors
um B0. Eine einfachere Darstellung gelingt mit Hilfe des mit ω um die z-Richtung rotierenden
Koordinatensystems, das die schnelle Rotation um B0 ausblendet (Abb.6 b))
Abb. 6 a): Im EPR-Experiment wird ein zirkular
polarisiertes B1-Feld der Frequenz ω in der xy-Ebene
eingestrahlt. Resonanz erfolgt, wenn ω = ωL.
Abb.6 b): Denkt man sich in ein mit ωL um die z-Achse rotierendes
Koordinatensystem, erscheint das B1-Feld als stationär und der Magneti-
sierungsvektor kann im Resonanzfall (ω = ωL) um die Richtung von B1
rotieren. Seine im ausgelenkten Zustand schnelle Rotation mit ωL um B0
ist im rotierenden Koordinatensystem eliminiert. Die Rotation mit ω1 um
B1 ist deutlich langsamer, da B1 << B0. In der Darstellung ist die Ein-
strahldauer von B1 so gewählt, daß eine Auslenkung von M0 um 900
erzeugt wird, so daß die xy-Komponente maximal ist, die im Laborsys-
tem die Signalspannung erzeugt.
B0
M0
B1
ω = ωL
ωL
B0
M0
B1
EPR in Flüssigkeiten 11
3. Wechselwirkungen 3.1 Der g-Faktor
Bei der Ableitung der Resonanzbedingung in Gl. 19 wurde das magnetische Moment des frei-
en Elektrons zu Grunde gelegt. Wie jedoch bereits in Kapitel 2.3 dargelegt, trägt auch der
Bahndrehimpuls der ungepaarten Elektronen zur Stärke des magnetischen Momentes bei.
Während der beherrschende Spinanteil prinzipiell immer vorhanden ist, kann der Bahnanteil
in Abhängigkeit der Substanz, ja sogar des Aggregatzustandes sehr stark variieren.
Im einfacheren Fall eines freien paramagnetischen Atoms oder Ions mit LS-Kopplung (Rus-
sel-Saunders Kopplung) bilden alle ungepaarten Spins ein resultierendes S und die betref-
fenden Bahndrehimpulse ein resultierendes L . L und S koppeln ihrerseits additiv zu dem
Gesamtdrehimpuls J , der das magnetische Moment Jµ erzeugt.
Der Hamiltonoperator der Zeeman Wechselwirkung ergibt sich entsprechend zu:
0ˆˆˆ BJgBH LJ βµ =−= (24)
(hier sind J und S einheitlich dimensionslos formuliert) mit den Energieeigenwerten
JJMmitBgME
J
LJJ
−+==
,...,0β
(25)
gL bezeichnet den Lande'schen g-Faktor:
( ) ( ) ( )( )12
1)111+
+−++++=
JJLLSSJJg L (26)
Es entstehen also 2J+1 äquidistante Energieniveaus mit der Aufspaltung JE∆ zwischen be-
nachbarten Niveaus ( 1±=∆ JM ):
0BgE JJ β=∆ (27)
Die übliche Notation eines Energiezustandes eines "Russel-Saunders" Systems lautet 2S+1LJ.
Damit ergibt sich für den elektronischen Grundzustand z.B. eines Sauerstoffatoms (zwei un-
gepaarte Elektronen) der Term 3P2. Daraus errechnet sich: gL= 1,5. Der Grundzustand des
Wasserstoffatoms beträgt 2S. Es ist also L = 0 und somit gL = 2. Beim freien Elektron weicht
der g-Wert um eine relativistische Korrektur etwas von 2 ab: ge = 2.00229
Bei paramagnetischen Atomen oder Ionen in molekularer oder kristalliner Umgebung hinge-
gen ist der Bahndrehimpuls durch die entstehenden elektrischen Felder häufig unterdrückt
und die obige Formulierung für g nicht mehr gültig; in erster Näherung ergibt sich dann g
allein aus dem Spinanteil.
EPR in Flüssigkeiten 12
Unter dem Einfluß des äußeren Magnetfeldes wird diese Unterdrückung partiell wieder auf-
gehoben und das resultierende Bahnmoment mit dem Spin gekoppelt (Spin-Bahn-Kopplung).
Formal wird dieser substanzspezifische Einfluß der Bahnkomponente des Drehimpulses auf
die Stärke des gesamten magnetischen Moments des Elektrons durch einen rein experimentel-
len g-Faktor ausgedrückt, der aus dem Spektrum abzulesen ist. Er symbolisiert ein effektives
magnetisches Moment, das mit den ungepaarten Elektronen assoziiert ist. Die Abweichungen
von ge können ganz erheblich sein und hängen im Festkörper von der Orientierung des Mole-
küls oder Kristalls zum Magnetfeld ab, da die Zirkulationspfade des Elektrons um das Mag-
netfeld von der Geometrie der beteiligten Orbitale bestimmt sind. In diesen Fällen ist g ein
Tensor, der jedoch in Flüssigkeiten und Gasen durch die rasche Taumelbewegung der Mole-
küle auf einen isotropen Mittelwert g reduziert wird.
Diese Variation des g-Tensors führt im Festkörper zu strukturierten Linienformen, aus denen
wertvolle Informationen über die chemische Umgebung und die Bindungsverhältnisse ge-
wonnen werden können.
Die in diesem Praktikum zu untersuchenden freien organischen Radikalmoleküle sind in Flüs-
sigkeiten gelöst. Aufgrund der delokalisierten Radikalelektronen ist der Bahndrehimpuls
weitgehend unterdrückt und auch die Spin-Bahn-Kopplung ist gering, so dass der isotrope g-
Wert in unseren Beispielen nahezu 2 beträgt.
3.2 Kernspin - Elektronenspin-Wechselwirkungen (Hyperfeinwechselwirkung) Wie aus der NMR-Spektroskopie hinlänglich bekannt ist, besitzen eine ganze Reihe von A-
tomkernen einen Kernspin I , der mit einem magnetischen Moment Nµ ( N für nucleus) ver-
knüpft ist und analog zum magnetischen Moment des Elektrons formuliert wird:
IIg NNNˆˆˆ γβµ == (28)
Als charakteristische Größen des betreffenden Kerns bezeichnet γ das magnetogyrische Ver-
hältnis des Kerns, gN den Kern g-Faktor und βN das Kernmagneton für die Protonenmasse:
pN m
e2
=β = 5,050 786 6 ∗ 10-27 J T-1 (29)
Der Kernspin I besitzt 2I + 1 magnetische Quantenzahlen mI = +I,...,-I..
Häufig enthalten die Moleküle einer EPR-Probe neben den ungepaarten Elektronen auch
gleichzeitig Atomkerne mit magnetischen Momenten, die mit denen der Elektronen in Wech-
EPR in Flüssigkeiten 13
selwirkung treten. Diese Hyperfeinkopplung bewirkt eine Zunahme der Einstellmöglichkeiten
des Elektronenspins im Magnetfeld und damit eine Aufspaltung der Zeeman-Energieterme.
Führt man die Experimente bei hinreichend großen Magnetfeldern durch , kann die Hyper-
feinwechselwirkung als kleine Störung δE der ursprünglichen Zeeman-Niveaus SmE betrachtet
werden:
isoaniso EEE δδδ += (30)
δEaniso beschreibt die magnetische Diplo-Dipol-Wechselwirkung, die vom Wert der magneti-
schen Momente abgesehen, der klassischen richtungsabhängigen Wechselwirkung entspricht,
und deren Beiträge sich in Flüssigkeiten ausmitteln. Der richtungsunabhängige Fermi-
Kontakt-Term δEiso hat kein klassisches Analogon und entsteht, wenn die Wahrscheinlichkeit,
das ungepaarte Elektron am Ort des Kerns zu finden, ungleich Null ist. Das ist der Fall, wenn
sich das Radikalelektron in einem s-Orbital, oder zumindest einem Orbital mit etwas s-
Charakter aufhält. Diese Wechselwirkung tritt in Lösungen freier Radikale auf.
In einem genügend starken Magnetfeld B0 kann die Fermi-Kontakt-Wechselwirkung, wie
bereits erwähnt, als kleine Störung der Zeeman-Energie der Elektronenspins betrachtet wer-
den. Der Spin-Hamiltonoperator läßt sich dann als Summe beider Wechselwirkungsbeiträge
formulieren (die Zeeman-Energie der Kernmomente wird vernachlässigt):
SIaBSgH ˆˆˆˆ += β (31)
Die Kopplungskonstante a ist ein Maß für die Stärke der Wechselwirkung. Sie ist der „Spin-
dichte“ des ungepaarten Elektrons am Kernort proportional. Für ein s-Elektron gilt:
2)0(3
8 ψββπNNgga = (32)
Das Skalarprodukt aus Kern- und Elektronenspinoperator enthält die kartesischen Komponen-
ten:
)ˆˆˆˆˆˆ(ˆˆzzyyxx SISISIaSIa ++= , (33)
EPR in Flüssigkeiten 14
von denen in erster Ordnung nur die z-Komponente die Zeeman-Energien modifiziert. Der
Produktoperator aus Gl. 33 wirkt auf die Spineinstellungen von S und I gleichzeitig, die
durch die gemeinsame Wellenfunktion IS mImS ,;, symbolisiert werden, wobei Im den
Eigenwert zu ZI darstellt. Hieraus ergibt sich für δEiso:
SIiso
ISSIISzz
mmaEmImSmmamImSSIa
=
=
δ,;,,;,ˆˆ
(34)
Die transversalen x-,y-Komponenten führen im wesentlichen zu Übergängen zwischen be-
stimmten Energieniveaus und müssen erst in zweiter Ordnung berücksichtigt werden.
Aus Gln. 17, 31 und 34 ergeben sich für die Energieeigenwerte des Elektronenspins:
ISSm mmaBgmES
+= 0β (35)
Mit den Auswahlregeln ∆mS = ± 1 und ∆mI = 0 entsteht z. B. für die Kopplung eines Elekt-
rons mit einem 14N-Kern (I = 1) folgendes Energieniveauschema mit den Übergängen I, II
und III
(Abb. 7):
E
IIIIII
ohne Kopplung mit Kopplung
B B B B0
mI =
mI =
101
101
-
+
+
-m = - 1/2
m = + 1/2s
s
01 02 03
Abb. 7: Hyperfeinenergieniveaus durch Fermi-Kontakt-Wechselwirkung eines ungepaarten Elektronenspins mit
einem Kernspin mit I = 1 in Abhängigkeit von Bo
EPR in Flüssigkeiten 15
Koppelt das Elektron mit n äquivalenten Kernen der Drehimpulsquantenzahl I, so spalten die
Zeeman-Terme in ( 2nI + 1 ) Komponenten auf.
3.2.1. Mechanismus der Hyperfeinaufspaltung in konjugierten Systemen In aromatischen Radikalmolekülen beobachtet man eine Hyperfeinaufspaltung des EPR-
Spektrums durch die Ringprotonen. Nach den Ausführungen in Kapitel 3.2 kann diese Wech-
selwirkung theoretisch nicht auftreten, da sich das Radikalelektron im π-System, das aus den
2pz-Orbitalen der aromatischen Kohlenstoffatome gebildet wird, aufhält. Die pz-Orbitale be-
sitzen einen Knoten in der Molekülebene, in der sich auch die σ-C-H-Bindungen aus C- sp2-
und H-1s-Orbitalen befinden. Folglich sollte keine ungepaarte Spindichte als Voraussetzung
der Hyperfeinwechselwirkung an die Ringprotonen gelangen.
Obwohl also keine Radikalelektronendichte direkt in die s-Orbitale der Protonen delokalisiert
werden kann, wird dennoch ungepaarte Spindichte durch Spin-Polarisation indirekt an den
Ringprotonen erzeugt. Für eine vereinfachte Erklärung betrachten wir die zwei Resonanzfor-
men eines σ-C-H-Bindungsfragments mit einem Radikalelektron in dem pz-Orbital des Koh-
lenstoffatoms stellvertretend für das π-System:
C H
I II
C H
Abb. 8: Zwei Resonanzformen eines C-H-Ringfragments eines aromatischen Radikalmoleküls, mit dem unge-
paarten Elektron im pz-Orbital des C-Atoms, stellvertretend für das π-System.
Die durch das ungepaarte Elektron vorgegebene Spinausrichtung polarisiert die Bindungs-
elektronen und erzeugt negative Spindichte (entgegengesetzt zum Spin in pz) am Wasserstoff-
atom (Struktur II). Ursache ist die Elektronenaustauschwechselwirkung, die Struktur II ge-
genüber Struktur I energetisch stabilisiert.
a
bC H
b
aC H
Abb .9: Schematische Darstellung der Elektronenaustauschwechselwirkung zwischen den Elektronen a und b
EPR in Flüssigkeiten 16
Der in Abb. 9 dargestellte Austausch erfolgt unter Beibehaltung der zueinander parallelen
Spinorientierungen der austauschenden Elektronen und ist demzufolge nur in Struktur II
(Abb.8) möglich. Struktur II ist also gegenüber Struktur I durch eine quantenmechanische
Wechselwirkung favorisiert (Hund’sche Regel).
Diese am Wasserstoffatom induzierte ungepaarte Elektronenspindichte ist der Radikalelekt-
ronendichte im pz-Orbital des an der Bindung beteiligten Kohlenstoffs proportional und er-
zeugt Kopplungskonstanten von ca -2,3 mT. Im Vergleich dazu beträgt die Kopplungskon-
stante von atomarem Wasserstoff, die durch das 1s-Elektron produziert wird, + 50 mT.
4. Beschreibung des Spektrometers Setzt man in die Resonanzbedingung (Gl.19) die bei dem benutzten Gerät verwendeten Feld-
stärken von 0,3 bis 0,4 T ein, so erhält man für die Resonanzfrequenzen Werte von 8,5 bis 11
GHz. Elektromagnetische Wellen dieser Frequenz werden als X-Band der Mikrowellen be-
zeichnet. Neben diesem Band ( λ ≈ 30 mm ) werden in EPR-Geräten noch Mikrowellen des
S-Bandes (λ ≈ 100 mm ) und des Q-Bandes (λ ≈ 8 mm ) verwendet. Der Vorteil des Q-
Bandes ( günstigere Boltzmann-Verteilung) wird durch große Energieverluste (vom Proben-
querschnitt abhängige Verluste ) im Resonator wieder zunichte gemacht. Da gerade im S-
Band die geringsten Energieverluste zu verzeichnen sind, bietet sich das X-Band als Kom-
promiß an. Das EPR-Spektrometer EMS 104 der Firma Bruker arbeitet mit einer Gunn-Diode
als Sender, welche die benötigten Mikrowellen von ca 9 GHz erzeugt. Sie ist Bestandteil ei-
ner Mikrowellenbrücke. Dieses Bauelement hat einerseits die Aufgabe, die erzeugte Mikro-
welle nur dem Resonator zuzuführen und andererseits, die reflektierte Mikrowelle zu separie-
ren und sie zwecks Gleichrichtung der Detektordiode zuzuführen. In dieser Silizium-Kontakt-
Diode wird der Mikrowellenanteil des Absorptionssignals gleichgerichtet. Der verbleibende
niederfrequente Signalanteil durchläuft einen Phasendetektor, mehrere Verstärkungs- und
Aufbereitungsstufen und einen einstellbaren Tiefpaß bevor er als Spektrum dargestellt wird.
Ein Blockschaltbild des Spektrometeraufbaus ist in Abb.10 dargestellt.
Die Meßanordnung besteht aus dem TE102-Resonator (Abb.11) mit einer Probendurchführung
in y-Richtung. Der Probe werden drei verschiedene Felder zugeführt:
1. Ein B0-Feld in z-Richtung. Dieses Feld setzt sich aus einem konstanten Feld und einem
Sweep-Feld zusammen.
2. Ein hochfrequentes Wechselfeld B1 in y-Richtung. Dieses Feld resultiert am Probenort aus
zwei entgegengesetzt zirkular polarisierten Mikrowellen, die sich zu einer linear polarisier-
ten Welle addieren (Abb.11 Links).
EPR in Flüssigkeiten 17
3. Ein zusätzliches 100 kHz-Feld Bm in z-Richtung. Dieses Feld wird durch am Resonator
befindliche Helmholtz-Spulen erzeugt und dient der Erhöhung der Spektrometerempfind-
lichkeit durch Modulation der Feldstärke (siehe Abb.12). Auf Grund der Feldmodulation
wird generell die erste Ableitung der Linienform bezüglich der Feldstärke 0
0 )(dB
Bdf aufge-
zeichnet.
Abb. 10: Blockschaltbild eines EPR-Spektrometers
Probe
Resonator
Z-axis
EPR in Flüssigkeiten 18
Abb. 11: Darstellung eines TE102-Resonators (TE: transversales E(t)-Feld). Das äußere B0-Feld ist entlang der z-Richtung orientiert. Das Probenröhrchen wird durch die Öffnung (sample stack) in den Resonator geschoben.
Links: Feldlinienverlauf des B1(t)-Feldes der resonanten Welle in der xy-Ebene, der sich aus zwei zirkular polarisierten Anteilen zusammensetzt, die sich in der Mitte in y-Richtung zu einem linear polarisierten Feld addieren (Position der Probe). Auf die Elektronenspins in der Probe wirkt nur der zirkular polarisierte Anteil der eingestrahlten Mikrowelle, der sich mit den Spins gleichsinnig dreht, wie bereits in Abb.6a dargestellt.
Rechts: Verlauf der E(t)-Feldlinien der eingestrahlten Resonanzfrequenz in der xz-Ebene.
Abb.12: Veranschaulichung des Feldmodulati-onsverfahrens: Die EPR-Absorption wird in Abhängigkeit des B0-Feldes als Detektorstrom registriert. Jede durchlaufene Feldstelle B0 wird sinus-förmig mit dem Modulationsfeld Bm abge-tastet (unteres Bild). Die resultierende Wechselstromantwort (ia und ib) verstärkt sich proportional zur Steigung der Signal-kurve. Die Amplitudenmaxima des resul-tierenden Detektorstroms als Funktion von B0 bilden also die Steigung der eigentli-chen Signalkurve ab (oberes Bild). Das Ziel dieses technischen Kniffs liegt in der Signalverstärkung und nicht in der sich ergebenden Differentiation der Kurve.
B0 B0
y y
xx
z z
B1(t)
E(t)B1(t)
E(t)
EPR in Flüssigkeiten 19
5. Einflüsse auf das EPR-Signal 5.1 Interne Faktoren Die Intensität eines EPR-Signals ist der Radikalkonzentration proportional. Andererseits führt
eine hohe Radikalkonzentration zu einer starken Linien-Verbreiterung., die einer guten Auf-
lösung entgegenwirkt. Ursache ist hauptsächlich die Spinaustausch-Wechselwirkung. Bei den
gegenseitigen Zusammenstößen der Radikalmoleküle in der Lösung geht die Information der
Spinausrichtung der ungepaarten Elektronen durch den Austauschvorgang verloren. Die Le-
bensdauer Lτ der Energiezustände der Spinorientierung sinkt also, wodurch die Unschärfe
Eδ der einzelnen Niveaus zunimmt:
12LEδ τ ≈ (36)
Dies führt zu einer Verschmierung der Hyperfeinniveaus, so dass im Extremfall die gesamte
Hyperfeinstruktur der EPR-Spektren zu einer einzigen Linie ausgemittelt werden kann. Ent-
spricht die reziproke Spinaustauschzeit τ (mit Lτ τ= ) der Kopplungskonstanten a des Spekt-
rums, fallen die benachbarten Linien zusammen:
Ausmittelung bei: 1 aτ
≈ (37)
Die Radikalkonzentration cr, die Viskosität η des Lösungsmittels und die Temperatur T der Lösung stehen zu τ in folgender Beziehung:
1 1
rc Tτ η∼ (38)
Bei kleinen Kopplungskonstanten reicht bereits die Konzentration molekular gelösten Luft-
sauerstoffs (Diradikal) in der Lösung, um die Auflösung auszumitteln.
Hochaufgelöste EPR-Spektren erreicht man nur bei kleiner Radikalkonzentration (0,001 bis
0,0001m) und entgasten Lösungen.
5.2 Messparameter Modulation Nicht nur die eingestrahlte Mikrowellenleistung, sondern auch die gewählte
Modulationsamplitude (siehe Abb.12) bestimmen die Intensität des Spektrums. Letztere sollte
die Linienbreite in halber Höhe nicht überschreiten, da sonst die Gefahr besteht, eng
EPR in Flüssigkeiten 20
in halber Höhe nicht überschreiten, da sonst die Gefahr besteht, eng benachbarte Linien
gleichzeitig abzutasten, statt nacheinander, was zum Verlust der Auflösung führt.
6. Aufgaben
Nitroxidradikal Tempo in Toluol 1. Nehmen Sie jeweils ein Spektrum der Lösungen 1-5 des Nitroxidradikals Tempo in Toluol
(Reihenfolge entspricht abnehmender Konzentration) auf und untersuchen Sie in dieser
Konzentrationsreihe das Verhalten von Linienbreite und –abstand:
2. Bestimmen Sie den g-Faktor, die Linienbreite und, wenn möglich, die Kopplungskonstante
für jedes Spektrum.
N
O.Tempo
• Erklären Sie das theoretisch zu erwartende Spektrum und die beobachteten Effekte.
• Bestimmen Sie die jeweilige Konzentration der Proben durch doppelte Integration der ein-
zelnen Spektren. Als Referenz dient die ebenfalls zu bestimmende Intensität des Signals
von Probe 1 mit bekannter Konzentration (0.05m).
Galvinoxyl in Toluol
2. Aufnahme des Spektrums einer frisch angesetzten Lösung des Galvinoxyl-Radikals in
Toluol:
C OH
O .
Galvinoxyl
• Spülen Sie die stark verdünnte Radikallösung mit N2-Gas für ca 5 min und nehmen Sie
erneut ein Spektrum auf. Optimieren Sie die Aufnahmeparameter sorgfältig.
EPR in Flüssigkeiten 21
• Bestimmen Sie die Linienbreite sowie die Kopplungskonstanten des optimierten Spekt-
rums.
• Begründen Sie die Unterschiede der beiden experimentellen Spektren des Galvinoxyls.
• Erstellen Sie aus den ermittelten Kopplungskonstanten ein maßstabsgetreues, theoretisches
Kopplungsschema für Galvinoxyl (Millimeterpapier).
• Bestimmen Sie daraus die Linienintensitäten (Pascal’sches Dreieck) und vergleichen Sie
diese mit den aus dem Spektrum experimentell ermittelten.
3. Aufnahme des Spektrums einer Lösung von Tetracen in konzentrierter Schwefelsäure, die
den Aromaten zum Radikalkation oxydiert:
.+
Tetracen-Radikalkation
• Geben Sie eine kurze Erklärung des theoretisch zu erwartenden Spektrums und erläutern
Sie das experimentell erhaltene.
6. Literatur
• P. W. Atkins, R. S. Friedman, Molecular Quantum Mechanics, Oxford University Press,
1997
• F.Gerson, Hochauflösende ESR-Spektroskopie, Verlag Chemie 1967
• J. A. Weil, J.R. Bolton, J.E. Wertz, , Electron Paramagnetic Resonance, John Wiley and
Sons, 1994
• R.S. Drago, Physical Methods for Chemists, Saunders College 1992
• G.M. Coppinger, J. Amer. Chem. Soc. 79, 501 (1957)
Version vom 28.09. 05