Сделай Сам Свою Работу на 5

Условия ядерного магнитного резонанса.





ГОСУДАРСТВЕННОЕ БЮДЖЕТНОЕ ОБРАЗОВАТЕЛЬНОЕ УЧРЕЖДЕНИЕ ВЫСШЕГО ПРОФЕССИОНАЛЬНОГО ОБРАЗОВАНИЯ

БАШКИРСКИЙ ГОСУДАРСТВЕННЫЙ МЕДИЦИНСКИЙ УНИВЕРСИТЕТ МИНИСТЕРСТВА ЗДРАВООХРАНЕНИЯ РОССИЙСКОЙ ФЕДЕРАЦИИ

Кафедра послевузовского и дополнительного профессионального

Фармацевтического образования ИПО

КУРСОВАЯ РАБОТА

На тему: «Спектроскопия ядерного магнитного резонанса. Применение в фармацевтическом анализе».

 

Выполнила интерн: Аралбаева Д.Р.

Специальность:фармацевтическая химия и фармакогнозия

Проверил: Ф.И.О., должность: Халиков Р.А.

Сроки обучения________________________________

 

 

Уфа – 2015

Содержание

Введение ………………………………………………………………3

Глава 1. Сущность и основные особенности ядерного магнитного резонанса……………………………………………………………….

 

 

 

Рисунок 1: Механическая модель ядра.

Такая система характеризуется магнитным моментом, пропорциональным угловому моменту количества движения, и эту модель можно использовать для положительного заряженного атомного ядра.

Магнитный момент протона, называемый ядерным магнетоном,



 

где e - заряд; mn - масса протона; c - скорость света; 5,05 10 . 27 2 n = × A× м - b. Для ядер, обладающих спином, пропорциональность магнитного момента угловому моменту количества движения выражается соотношением

 

где коэффициент пропорциональности gn называется гиромагнитным соотношением или магнитомеханическим отношением ядра (отношение магнитного момента к угловому).

Ядерный магнитный момент может быть выражен также через так называемый ядерный g - фактор, представляющий безразмерную постоянную gn, и ядерный магнетон bn :

 

а в единицах ядерного магнетона имеем скалярный магнитный момент, по определение равный mn =gn I.

Значения I,gn,,gn определяются природой ядра и представляют табулируемые константы. Магнитные свойства ядер некоторых изотопов приведены в таблице №1.

Таблица №1. Магнитные свойства некоторых ядер.

Вектор спина I=1p/h согласно квантовой механике связан со спиновым квантовым числом I соотношением

В отсутствие внешнего магнитного поля любые ориентации вектора ядерного магнитного момента в пространстве равновероятны, т.е. квантовые спиновые состояния вырождены:



 

 

Рисунок 2: Ориентация магнитных моментов протона: а – вне магнитного поля; б – в постоянном магнитном поле.

 

Магнитный момент ядра и его взаимодействие с магнитным полем.

При наложении постоянного магнитного поля B возникает взаимодействие между ним и магнитным моментом ядра mn, которое при квантовомеханическом описании выражается гамильтонианом:

 

Энергия этого взаимодействия зависит от ориентации вектора магнитного момента относительно направления поля. Возможен лишь некоторый дискретный набор проекций, т.е. компонент вектора ядерного спина в любом заданном направлении, определяемых магнитным квантовым числом mI, которое принимает (2I +I) значений от +I до -I . Если направление магнитного поля B выберем по оси z декартовой системы координат (Bz = B), а Iz – проекция ядерного спина на эту ось, то гамильтониан взаимодействия ядра с полем запишется в виде:

 

Квантование проекции Iz приводит к тому, что возможны только (2I +I) дискретных стационарных состояний с разрешенными собственными значениями энергии Et, полностью описываемых собственными функциями состояний yi .

 

 

Глава 2. Условия наблюдения ЯМР. Константа экранирования ядра.

Условия ядерного магнитного резонанса.

Переходы между энергетическими, в данном случае спиновыми, уровнями удовлетворяют общему условию:

(7)

т.е. могут происходить с испусканием или поглощением кванта электромагнитного излучения с частотой n. При равновесной заселенности уровней избыток частиц в более низком энергетическом состоянии достаточен для того, чтобы при облучении образца экспериментально наблюдались спектры поглощения. При одинаковой заселенности уровней никаких сигналов ЯМР не будет наблюдаться, так как вероятность переходов в обоих направлениях одинакова (|a ®|b и |b ®|a ). При неравновесно высокой заселенности верхнего энергетического уровня могут фиксироваться сигналы эмиссии.



Для возбуждения переходов на образец, помещенный в постоянное однородное магнитное поле, необходимо воздействовать переменным магнитным полем Bv =B0vcos(2pnt +d)сравнимым по энергии с DE зеемановских уровней системы. Резонансное поглощение электромагнитного излучения происходит при условии, что вектор осциллирующего магнитного поля перпендикулярен направлению постоянного магнитного поля Bn ^ B и для рассматриваемой двухуровневой системы удовлетворяется равенство:

 

(8)

представляющее так называемое условие ядерного магнитного резонанса. Порядок значений разности энергий спиновых состояний ядер в магнитных полях порядка 1Т таков, что резонансные частоты лежат в радиодиапазоне

(1-100 МГц), поэтому спектроскопия ЯМР и относится к методам радиоспектроскопии. Поскольку gn , gn ,I - это характеристики ядер, значения резонансных n и B изотопов отличаются (таблица №2).

Таблица №2. Резонансные частоты некоторых ядер в магнитном поле 2,35 Т

 

Ядро V, МГц Ядро V, МГц Ядро V, МГц
1H 100,0 14 N 7,22 19 f 94,07
2 H 15,35 15 N 10,13 29 Si 19,86
13C 25,14 17 O 13,56 31P 40,48

Из выше приведенного уравнения, что условие резонанса выполняется двумя путями: 1) изменением частоты n переменного электромагнитного поля, например, при переключении диапазонов частот источников и (приемников) при неизменной напряженности постоянного магнитного поля H = const; 2) изменением напряженности постоянного поля (полевая развертка) при неизменной частоте n=const переменного поля. На старых моделях спектрометров обычно регистрируется зависимость интенсивности поглощения электромагнитного излучения постоянной частоты от значения напряженности постоянного магнитного поля. ЯМР спектрометры с разверткой по полю имеют обычно источники электромагнитного излучения постоянной частоты порядка 107 -108 Гц (60, 100, 200, … МГц). Частота связана с индукцией постоянного поля простым соотношением n = gB / 2p и в некоторых случаях более удобно использовать угловую резонансную частоту w = 2pn = gB, единица измерения которой рад с-1. Эта частота совпадает с частотой прецессии вектора магнитного момента вокруг направления магнитного поля B в классической модели ЯМР, предложенной Ф. Блохом, которая позволяет объяснять некоторые экспериментальные факты, например, форму резонансной линии. В названной модели рассматривается вектор макроскопического магнитного момента (намагниченности), представляющего векторную сумму отдельных ядерных моментов:

 

(9)

Вектор M в постоянном магнитном поле: M n B, где коэффициент

пропорциональности Хn называется ядерной магнитной восприимчивостью.

 

 

2.2. Экранирование ядер электронами. Константа экранирования.

Для химии метод ЯМР важен прежде всего именно потому, что

резонансные частоты ядер зависят от тонких магнитных взаимодействий, т.е.

в конечном счете от особенностей строения и распределения электронной

плотности в молекулах.

Движение электронов вокруг ядра в условиях внешнего магнитного

поля B создает на ядре дополнительное магнитное поле B’, которое

пропорционально и направлено противоположно приложенному

поляризующему полю:

(10)

Таким образом, реально на ядро действует некоторое эффективное поле

безразмерная величина, называемая константой экранирования. В изолированных атомах причиной появления поля B’ являются диамагнитные токи, и эффективное поле Bn всегда меньше приложенного B, т.е. Такое экранирование называют

диамагнитным, как и константу экранирования Д .  В молекулах при

наложении внешнего поляризующего поля возникает слабый парамагнетизм,

т.е. константу экранирования можно представить как сумму двух вкладов:

 

дискретных стационарных состояний с разрешенными собственными значениями энергии Et, полностью описываемых собственными функциями состояний yi .

Так, например, у протона или другой частицы со спином ½ возможны только два значения квантового числа : mI +½ и -½, т.е. два спиновых состояния с энергиями:

 
 

которые описываются функциями, обозначаемыми соответственно символами

|α и |β . В классической физике энергия взаимодействия магнитного момента с магнитным полем выражается формулой Зеемана:

 
 

т.е. зависит от абсолютных значений μ, B и угла между векторами (μB). При этом E=-μB, когда вектор μ ориентирован «по полю» и cos(μB)=1. Такое название сохраняют за состоянием |α . Для состояния |β энергия E=μB-  вектор μ ориентирован «против поля» cos(μB)=-1.

Схема, показывающая расщепление энергетических уровней частицы со спином , I=1/2, которое прямо пропорционально напряженности постоянного магнитного поля. В макроскопическом ансамбле частиц, помещенных в постоянное магнитное поле B, равновесная заселенность спиновых состояний при данной температуре определяется законом Больцмана:

 
 

где Ni вероятность нахождения частицы на i  том уровне; Ei  энергия уровня; kT  тепловая энергия ( k- постоянная Больцмана, T - термодинамическая температура).


Рисунок 3: Схема энергетических уровней протона в магнитном поле.


Рисунок 4: Различия в энергиях ΔE между двумя соседними энергетическими уровнями в зависимости от величины приложенного магнитного поля.

 

 








Не нашли, что искали? Воспользуйтесь поиском по сайту:



©2015 - 2024 stydopedia.ru Все материалы защищены законодательством РФ.