Презентация на тему Электронный парамагнитный резонанс

резонансном поглощении слабого электромагнитного поля парамагнитным образцом, находящимся в

постоянном магнитном поле.

Е. К. ЗАВОЙСКИМ при исследовании поглощения электромагнитной энергии парамагнитными

солями металлов.

Монокристалл CuCl2, помещенный в постоянное магнитное поле 40 гаусс (В=4 мТл) начинает поглощать микроволновое излучение с частотой около =133 МГц.

и А.Э. Калмансон
применили метод ЭПР в биологических исследованиях



при

изучении свободных радикалов, полученных под действием ионизирующего излучения на белки.

методом
для изучения парамагнитных частиц присутствующих в биологических системах.

исследуемые методом ЭПР
свободные радикалы
металлы переменной валентности или их

комплексы (Fe, Cu, Co, Ni, Mn)

а также
триплетные состояния, возникающие, например, в ходе фотобиологических процессов

несколько неспаренных электронов на внешней электронной оболочке.

молекулы  O2  (в

основном, триплетном состоянии), NO, NO2, ClO2

нерадикальной молекулой:
D→ e¯+ D+
• или при получении одного

электрона нерадикальной молекулой:
A + e¯→ A¯
• органические радикалы образуются, например , при окислении (при отрыве атома водорода) :

С

O

H

H

H

H

С

O

H

H

H

- е- - H+

метанол

радикал метанола

водорода
Гидроксильный радикал
Супероксидный радикал
Кислород
Гидроперексный радикал
N
O
Нитроксильный радикал
Свободные радикалы
(рК=4,9)
+ е- + H+
O
H
H
+

с помощью четырех квантовых чисел: n, l, m (характеризуют

движение электрона в пространстве) и s - вокруг собственной оси.

1. Главное квантовое число n: n=1, 2,…
определяет полную энергию электрона в любом квантовом состоянии

2. Орбитальное квантовое число l: l=0,1, 2,…,(n-1)
характеризует форму орбиталей, определяет квантование орбитального момента импульса электрона и орбитального магнитного момента  в сферически симметричном кулоновском поле ядра.

3. Магнитное квантовое число m: m=0, 1,  2,…,  l
характеризует пространственное расположение орбитали, определяет квантование проекции орбитального, спинового и суммарного моментов на выделенное в пространстве направление

4. Спиновое квантовое число s : s=1/2
характеризует магнитный момент, возникающий при вращении электрона вокруг своей оси, s — собственный момент импульса элементарных частиц.

.

e-

I

r

Pl

l

z

PS

 

классический
Орбитальный магнитный момент
m- масса, v - скорость,

e – заряд, r – радиус орбиты электрона, I - сила тока в контуре, а S - площадь контура, ħ =h/2 =1,055 *10-34Дж*с – постоянная Дирака – единица измерения механического момента импульса , h=6,626 *10-34Дж*с – постоянная Планка, =9,27*10-21Дж/м*Тл - единица измерения магнитного момента электронов и атомов

- магнетон Бора

из квантовой физики

измеряется в единицах ħ(приведённая постоянная Планка) и равен ħJ,

где J — характерное для каждого сорта частиц целое (в т.ч. нулевое) или полуцелое положительное число — спиновое квантовое число, или спин.
Все элементарные частицы по величине спина делятся на два класса:
бозоны — частицы с целым спином (например, фотон) - ħ.
фермионы — частицы с полуцелым спином (например, электрон, протон, нейтрон, нейтрино) – ħ/2;

Спин J ядра наряду с его массой M является механической характеристикой системы нуклонов. Спин ядра J складывается из спиновых s1 - sA и орбитальных l1 - lA моментов отдельных нуклонов: нуклоны обладают собственным механическим моментом, или спином, равным ħ/2, орбитальные моменты принимают только целочисленные значения ħ

Для спинов атомных ядер экспериментально установлены следующие закономерности:
если A – чётное, то J = n (n = 0, 1, 2, 3,...), т.е. спин ядра имеет целочисленное значение;
если A – нечётное, то J = n + 1/2, т.е. спин ядра имеет полуцелое значение;
чётно-чётные ядра в основном состоянии имеют значение спина J= 0, что указывает на взаимную компенсацию моментов нуклонов в основном состоянии ядра – особое свойство межнуклонного взаимодействия.

момент,
s – спиновое квантовое число. s=1/2
Спиновые механический и

магнитный моменты электрона

механический момент
Во многих случаях, орбитальный магнитный момент равен нулю.

Поэтому при обсуждении принципа метода ЭПР рассматривается только спиновый магнитный момент.

орбитального и спинового магнитных моментов в суммарный магнитный момент

электрона

g=2 - для свободного электрона (l=0)

g=1 - в случае магнетизма, обусловленного орбитальным движением электрона

может быть выражен через полные квантовые числа S, L,

J

магнитные свойства атома определяются значениями квантовых чисел S, L, J

в рамках классической и квантовой физики.

рассмотрим, каким образом постоянное маг­нитное поле Н0 и переменное

магнитное поле H1(t) влияют на энергетические уровни изолированного парамагнитного атома.

Магнитные свойства атома характеризуют­ся значением квантового числа J — результирующе­го магнитного момента.
В большинстве химических и биологических систем, исследуемых методом ЭПР, орбитальные магнитные моменты L парамаг­нитных центров, как правило, либо равны нулю, либо практически не дают вклада в регистрируемые сигналы ЭПР, тогда будем считать, что парамагнитные свойства опреде­ляются суммарным спином атома S.
При отсутствии внешнего магнитного поля энер­гия свободного атома не зависит от ориентации спи­на. При включении внешнего магнитного поля Н0 происходит расщепление уровня энергии на 2S + 1 подуровней, соответствующих различным проек­циям суммарного спина S в направлении вектора Н0 .

H=0
В общем случае
Энергия взаимодействия магнитного момента электрона с магнитным

полем

ms – магнитное спиновое квантовое число ms=-s,…, s, ml – магнитное орбитальное квантовое число, ml=-l,…,0,…l

В большинстве случаев электронные орбитали сильно отличаются от сферических, поэтому орбитальный магнитный момент дает относительно небольшой вклад в полный магнитный момент. Для упрощения вычислений этим вкладом можно пренебречь.

Н=0

Полный магнитный момент в проекции на выделенное направление, определяемое внешним магнитным полем

поле
E
H0
E0
E=h
Условием наблюдения этого эффекта является перпендикулярная ориентация магнитного вектора

переменного поля H1(t) по отношению к направлению статического поля H0.

H1(t)

E=ΔE

Основное уравнение резонанса

явление ЭПР
Если энергия квантов электромагнитного излуче­ния, действующего на систему

спинов во внешнем магнитном поле, равна разности энергий между соседними уровнями, то такое излучение будет вызывать переходы между энергетическими уровнями.

Если H1(t)  Н0, вероятности индуцированных переходов как снизу вверх, так и сверху вниз одинаковы. Такие индуцированные переходы сопровождаются изменением ориентации спинов.

Согласно квантово-механическим правилам отбора, возможны лишь такие переходы (разрешенные), при которых значение магнитного квантового числа изменяется на величину mS = ± 1.

Переход с нижнего уров­ня на верхний сопровождается поглощением кванта электромагнитного излучения. Переход с верхнего уровня на нижний приводит к излучению кванта с энергией h .

E=h

равновесия заселенности нижнего и верхнего энергетических уровней различаются.
h

= 6,62*10-34Дж*с – постоянная Планка, k=1,38*10-23 Дж/К — постоянная Больцмана, Т — абсолютная темпе­ратура, ns=-1/2 – число электронов с s=-1/2, ns=1/2 – число электронов с s=1/2

Т.к. ns=1/2 / ns=-1/2 < 1, электромагнитное излучение будет чаще индуцировать переходы снизу вверх (поглощение энергии), чем переходы сверху вниз (излучение энергии). Поэтому в целом будет наблюдаться поглощение энергии электромагнитного поля парамагнитным образцом.


Разность энергий сосед­них зеемановских уровней: E = h  kT, частота излучения  соответствует микроволновому или радиочастотному диапазону (Х ~ 3 см (~ 1010 Гц) при H0 ~ = 3300 Гс).

ns=1/2

ns=-1/2

друг с другом;
парамагнитные частицы могут взаимодействовать с окружающими их

атомами и молекулами.

Благодаря быстрой безызлучательной релаксации спинов в системе восстанавливается практически равновесное соотношение заселенностей зеемановских подуровней, при котором заселенность нижнего уровня выше заселенности верхнего уровня (ns=1/2 / ns=-1/2 < 1).




Число индуцированных переходов снизу вверх, отвечающих поглощению энергии, будет всегда превышать число индуцированных переходов сверху вниз, то есть резонансное поглощение энергии электромагнитного излучения будет превалировать над излучением.

Явление магнитной релаксации

конуса с ларморовской частотой
Прецессия магнитного момента M парамагнетика в

постоянном магнитном поле H0

Допустим, парамагнитные свойства образца определяются магнитными моментами i входящих в него частиц, например, магнитных моментов неспаренных электронов (0) парамагнитных атомов или молекул

Если Н00, уравнение движения M имеет вид:

Если Н0=0, M ориентированы хаотически

Если H1 (t) H0 , H1 H0 , 1=21 , возникает дополнительный момент

??=??0.

 

Если 1≠L , суммарный дополнительный момент =0
Если 1=L (резонанс) , то векторы M(t) и H(t) будут вращаться синхронно 1, и абсолютная величина дополнительного момента ≠0. Под действием переменного поля угол прецессии станет периодически изменяться: вектор намагниченности M(t) будет то приближаться к плоскости (xy), то удаляться от нее.

-| M |  | Н | cos .

Если не учитывать процессы магнитной релаксации, то оказывается, что в течение полупериода, когда вектор M(t) приближается по направлению к вектору внешнего магнитного поля Н0 (угол прецессии  уменьшается), энергия парамагнетика уменьшается и излучается образцом, а во время следующего полупериода (угол прецессии  увеличивается) энергия парамагнетика увеличивается за счет поглощения энергии переменного магнитного поля H1(t).

Казалось бы, в целом парамагнитный образец не должен поглощать энергию электромагнитного излучения. Однако спины могут безызлучательно (в виде тепла) отдавать поглощаемую ими энергию решетке, в результате чего резонансное поглощение энергии будет преобладать над излучением.

Энергия магнитного момента M во внешнем магнитном поле

только равенство частот 1 и с L, но и

совпадение направления круговой поляризации переменного поля H1(t) с направлением прецессии вектора намагниченности M(t) в поле Н0.

На практике пользуются линейно поляризованным электромагнитным излучением, которое всегда можно представить в виде суперпозиции двух излучений одинаковой частоты, поляризованных по кругу, но вращающихся в разные стороны. Спектрометры ЭПР устроены так, что с образцом взаимодействует только правильно поляризованная компонента.

Так можно объяснить явление ЭПР в рамках классической физики

двумя способами:

образец помещают в постоянное магнитное поле Н0, можно

затем постепенно изменять частоту электромагнитного излучения. По достижении резонансной час­тоты образец начнет поглощать энергию.

при постоянном значении частоты  переменного поля медленно изменяют магнитное поле, добиваясь выполнения условия резонанса h= gНрез.

постепенно изменяют частоту  электромагнитного излучения, добиваясь выполнения условия

резонанса




при постоянном значении частоты  переменного поля медленно изменяют магнитное поле Н, добиваясь выполнения условия резонанса

H

A



A

H0=const

=const

 

 



Н0

Экспериментально подобрать условия парамагнитного резонанса можно двумя способами:

Из практических соображений выбирают второй вариант

схема спектрометра ЭПР
б - распределение силовых линий магнит­ного (голубые

линии) и электрического (красные линии) полей в резонаторе

Генератор электромагнитного излучения (клистрон). В современных спектрометрах ЭПР чаще всего используется излучение трехсантиметрового диапазона СВЧ (~ 3 см), частота ~ 1010 Гц.
Волноводы - полые металлические трубы, имеющие в сечении прямоугольную форму, предназначенные для передачи электромагнитного СВЧ-излучения от генератора к образцу и от образца к детектору мощности СВЧ.
Объемные резонаторы, внутри которых концентрируется энергия электромагнитного излучения. В центральной части резонатора, где имеется пучность переменного магнитного поля, помещается исследуемый образец.
Электромагнит, в зазоре которого находится резонатор.
Детектор электромагнитного излучения
Электронный усилитель сигнала, выдаваемого детектором.
Регистрирующее устройство (осциллограф, самописец или ЭВМ), на которое подается сигнал ЭПР..

первую производную от линии поглощения dA/dH
 
A
dA/dH
H
H
H0

2. Ширина спектральной линии (H)
3. g-Фактор
H
A

и эталона соответственно, а Sx и S0 - площади

под линиями поглощения измеряемого сигнала и эталона, амплитуды сигналов линии поглощения Ax и A0 , k – коэффициент зависящий от условий измерения

1. Амплитуда сигнала

 

H

A

Амплитуда спектра ЭПР зависит от концентрации парамагнитных центров, концентрация парамагнитных центров пропорциональна площади под кривой поглощения, т.е. первому интегралу от линии поглощения или второму интегралу от спектра ЭПР

Концентрация парамагнитных центров в образце

 

A

S

H

dA/dH

поглощения или второму интегралу от спектра ЭПР)
в точках

- и 

т.к.

Интегральная сумма

Очевидно, что при больших n (т.е. вдали от центра сигнала) вклад удаленных частей спектра может быть достаточно большим даже при малых значениях амплитуды сигнала.

поля где f’(H) - первая производная линии поглощения (спектр ЭПР), F(H) - функция линии поглощения,
H - напряженность магнитного, Hi - шаг изменения магнитного поля, а ni - номер шага.

Расчет площади под линией поглощения неизвестного сигнала
с использованием приема численного интегрирования

( в разбавленных растворах) кривая поглощения описывается функцией Лоренца:

FL0 - функция кривой поглощения в точке резонанса, H0 - значение поля в точке резонанса, H1/2 - ширина сигнала на половине высоты. Аналогичные обозначения используются для кривой поглощения, описываемой функцией Гаусса.

Eсли между парамагнитными частицами существует взаимодействие кривая поглощения описывается функцией Гаусса

Функция Лоренца имеет более медленное убывание и более широкие крылья, что может давать значительную ошибку при интегрировании спектра.

Спектр ЭПР является непрерывным в некоторой окрестности точки резонанса.
Учитывать форму линии особенно важно при определении площади под кривой поглощения

взаи­модействием неспаренных электронов с другими па­рамагнитными частицами и решеткой.

H

dA/dH

H

 

Теоретически минимальная ширина линии следует из соотношения неопределенностей Гейзенберга (Δt – время измерения, ΔE – неопределенность энергии системы)

Т.к. явление ЭПР – процесс поглощения энергии , Δt может быть интерпретировано как время нахождения на верхнем уровне ( или время релаксации T), ΔE =g ΔH – энергия системы

 

 

па­рамагнитных центров
окружения
молекуляр­ной подвижности
температуры
Спин-решеточная релаксация (T1 ) обусловлена взаимодействием

магнитного момента электрона с решеткой (средой)
Спин-спиновая релак­сация (Т2 ) обусловлена взаимодействием между магнитными моментами электронов (между спинами)

Релаксация – процесс восстановления заселенности энергетических уровней после поглощения кванта электромагнитного излучения. Механизм релаксации заключается в передаче кванта электромагнитной энергии решетке или окружающим электронам и возвращении электрона на низкоэнергетический уровень
Время релаксации – время нахождения на более высоком энергетическом уровне – определяется двумя процессами: спин-решеточной релаксацией и спин-спиновой релаксацией

H обратно пропорциональна времени релаксации T:
 
 
 
T1=1 нс
H=10мТ
Комплексы металлов
T1=0,1 мс
H=100

мкТ
Свободные радикалы

H

H

частиц (радикалов или ионов) приводит к уширению по диполь-

дипольному механизму

Взаимодействие спинового магнитного момента электрона с орбитальным магнитным моментом электрона приводит к уширению сигнала в результате анизотропии g-фактора

Взаимное превращение форм радикала вызывает динамическое уширение сигнала

Соударение радикала с другим радикалом или парамагнитным ионом лежит в основе уширения за счет спинового обмена
(J – обменный интеграл)

 

S

l

’S

’’S

’’S

’S

J

R1R2

и спинового моментов в суммарный магнитный момент

Величина g-фактора характеризу­ет

положение линии в спектре ЭПР. Резонансное значение магнитного поля обратно пропорционально g-фактору, Нрез = hv/(g).

Для свободного элек­трона g = 2. С учетом поправки, обусловленной  взаимодействием электрона с виртуальными фотонами, эта величина составляет g = 2,0023.

Для органических свободных радикалов, парамагнитных дефектов кристалличес­ких решеток величины g-факторов отличают­ся от чисто спинового значения не более чем во вто­ром знаке после запятой.

 

 

g-Фактор -
инвариантная величина

g-Фактор -
характеристика спектра ЭПР (радикала)

Н

g

g-Фактор

и его анизотропии (зависимости g-фактора от ориентации образца во

внешнем маг­нитном поле).

Парамагнитные частицы, исследуемые методом ЭПР, как правило, не являются свободными атома­ми.

Воздействие анизотропных электрических по­лей, окружающих атомов

Расщепление зеемановских уровней в нулевом внешнем магнитном поле

Наличие доста­точно сильного спин-орбитального взаимодействия.

Спектр ЭПР печени крысы

На спектре ЭПР, например, печени крысы, то можно увидеть сигналы цитохрома Р-450, имеющие g-фактор 1,94 и 2,25, сигнал метгемоглобина с g-фактором 4,3 и сигнал свободных радикалов, принадлежащий семихинонным радикалам аскорбиновой кислоты и флавинов с g-фактором 2,00.

одно из двух чисел — масса или порядковый номер, — обладают

отличным от нуля моментом количества движения, т. е. ядерным спином. 
Ненулевым ядерным магнитным моментом обладают ядра: 1Н, 2Н, 13С, 14N, 15N, 19F, 29Si, 31P и др.


Для веществ, у которых ядерный спин J= 1/2 : 1H, 13C, 15N, 19F, 29Si, 31P , в поле  возможны две ориентации магнитного момента ядра - "по полю" и "против поля"

Для веществ, у которых ядерный спин J= 1:  2Н, 14N (число протонов и нейтронов нечетные)- в поле  возможны три ориентации магнитного момента ядра -  "по полю" и "против поля" и перпендикулярно полю

Если кроме неспаренных электронов исследуемый парамагнитный образец содержит атомные ядра, обладающие собственными магнитными моментами, то за счет взаимодействия электронных и ядерных магнитных моментов (сверхтонкое взаимодействие) возникает сверхтонкая структура (СТС) спектра ЭПР

ненулевой магнитный момент, в том случае, если число протонов

или число нейтронов (или оба), будут нечетные.

J

J

J

J

внешнем магнитном поле H0 в двух направлениях (вдоль и

против поля) т.к. подобно электрону, имеет спиновое число J = 1/2, проекция на выбранное направление Jz=1/2

H1 = H0 + Hp
H2 = H0 – Hp

=gH

Sz=-1/2

Sz=+1/2

Sz=1

Jz=0

Jz=+1/2

Jz=+1/2

Jz=-1/2

Jz=-1/2

H

E

H1

H2

H0

CH3 - CH•-OH

Магнитный момент протона создает дополнительное магнитное поле +Hp или –Hp в области нахождения электрона:

z

Hp

Расстояние между линиями Нр является основной характеристикой взаимодействия неспаренного электрона с магнитным ядром. Эта величина называется, также, константой сверхтонкого взаимодействия СТС.

Расстояние между линиями будет зависеть от величины магнитного поля создаваемого протоном в месте нахождения неспаренного электрона, которое в свою очередь зависит от расстояния между электроном и протоном.

H0

p

Сверхтонкая структура спектров ЭПР

быть расположен близко к двум протонам, как в радикале

этанола

CH2• - CH2 - OH

Магнитное поле вокруг неспаренного электрона теперь
может иметь следующие значения:

Н1 = H0 + Hp1 + Hp2 = H0 + 2Нр
H2 = H0 + Hp1 – Hp2 = H0
H2 = H0 – Hp1 + Hp2 = H0
H3 = H0 – Hp1 – Hp2 = H0 – 2Нр

Состояние Н2=Н0 реализуется двумя способами следовательно вероятность этого состояния
и интенсивность сигнала будут вдвое больше чем вероятность состояний Н1=Н0+2Нр или Н3=Н0-2Нр , реализуемых одним способом.

Т.обр., вместо одного сигнала будет три с соотношением интенсивностей 1:2:1
В данном случае константа СТС равна 2Нр

2Нр

2Нр

сверхтонкой структуры СТС спектра ЭПР парамагнитной молекулы NO.
Индуцируемые

микроволновым излучением переходы между энергетическими уровнями должны удовлетворять квантовомеханическим правилам отбора:
Sz = ± 1
(ориентация спина электрона изменяется)
Jz=0
(ориентация ядерного спина сохраняется).

Таким образом, в результате сверхтонкого взаимодействия в спектре ЭПР нитроксильного радикала появятся три линии, соответствующие трем возможным ориентациям магнитного момента ядра азота Jz = -1, 0, +1

H1 = H0 – HJ
H0= H0 + 0
H2 = H0 + HJ

Атом азота имеет J =1, возможны три проекции магнитного момента - вдоль поля, против поля и «поперек» поля, им соответствуют значения магнитного квантового числа J=+1,-1 и 0.

Магнитный момент азота создает дополнительное магнитное поле (+HJ,–HJ, Н=0)

HJ

Константа СТС равна HJ

HJ

в атоме отличны от нуля PS ≠0, Pl ≠0,

S ≠0, l ≠0, то за счет спин-орбитального взаимодействия энергетические уровни могут дополнительно расщепиться. При наличии сильного спин-орбитального взаимодействия расщепление зеемановских уровней может наблюдаться даже при отсутствии внешнего магнитного поля.

В результате этого вид спектра ЭПР усложнится и вместо одной спектральной линии в спектре ЭПР появятся несколько линий: спектр ЭПР имеет тонкую структуру.

mS=3/2

mS=1/2

H0

E

H0=0

-3/2

-1/2

+3/2

+1/2

Пример: появление тонкой структуры спектра ЭПР хромовых квасцов:
Ион Cr3+ имеет суммарный спин
s=3/2 (три неспаренных электрона),
след. возможны 4 значения магнитного квантового числа
mS = ± 3/2 ; ± 1/2
сильная спин-орбитальная связь
электрическая анизотропия кристаллической решетки
PS ≠0, Pl ≠0, S ≠0, l ≠0

mS=1

E = gH

Условие резонанса, E=hv = gH, выполняется при трех разных значениях магнитного поля и в спектре ЭПР появляются три резонансные линии, то есть возникнет тонкая структура спектра ЭПР

С учетом правил отбора

Схема энергетических уровней ионов Cr3+ иллюстрирующая возникновение тонкой структуры спектра ЭПР

физико-химических факторов яв­ляется важным источником информации о природе и

свойствах парамагнитных центров.

На рис. а показан типичный спектр ЭПР одного из стабиль­ных азотокисных свободных радикалов, которые часто употребляются в химических и биофизичес­ких исследованиях. Форма спектров ЭПР таких ра­дикалов чувствительна к изменениям их окружения и подвижности, поэтому они часто используются в качестве молекулярных зондов, с помощью кото­рых изучают микровязкость и структурные изменения в различных системах: в растворах, полимерах, биологических мембранах и макромолекулярных комплексах.

На рис. б показана температурная зависимость одного из параметров спектра ЭПР (Нmах — расстояние между крайними компонентами СТС) для азотокисного радикала, растворенного в многослойной пленке жидкокрис­таллического типа, сформированной из молекул дистеарофосфатидилхолина. Подобные структуры составляют основу биологических мембран. Видно, что температурная зависимость параметра Нmах имеет характерный излом, по которому можно су­дить о том, что при температуре 53° С в системе происходит фазовый переход, сопровождающий­ся увеличением подвижности молекул азотокисного радикала.

Ширина спектральной линии

и сверхтонкая структура спектра ЭПР, ширины отдельных компонент спектра

— являются своего рода "паспор­том" парамагнитного образца, по которому можно идентифицировать источник сигнала ЭПР и определить его физико-химические свойства.
Так, например, наблюдая за сигналами ЭПР биологических объектов, можно непосредственно следить за ходом внутриклеточных процессов в листьях растений, тканях и клетках животных, в бактериях.

отклонения конуса вращения g

полярной карбоксильной группы жирной кислоты

рН

белка

практические
приложения метода ЭПР. Мир, Москва, 1975.
2. Современные методы биофизических

исследований.
Практикум по биофизике. Под редакцией А.Б. Рубина.
Высшая школа, Москва, 1988.
3. Метод спиновых Меток. Теория и применение. Под
редакцией Л. Берлинера. Мир, Москва, 1979.
4. Кузнецов А.Н. Метод спинового зонда. Наука, Москва,
1976.
5. Зубарев В.Е. Метод спиновых ловушек. Издательство
МГУ, Москва, 1984.

спиновый угловые моменты электрона.
2. Орбитальный и спиновый магнитный моменты

электрона. Соотношение между угловыми и магнитными моментами.
3. Магнитный момент в магнитном поле. Зеемановское расщепление энергетических уровней. Взаимодействие магнитных моментов с электромагнитным излучением.
4. Принцип электронного парамагнитного резонанса.
5. Спин-решеточное и спин-спиновое взаимодействие. Времена спин-решеточной и спин-спиновой релаксации. Механизмы спин-решеточной и спин-спиновой релаксации.
6. Ширина линии поглощения. Связь ширины линии с временами спин-решеточной и спин-спиновой релаксации. Интенсивность линии. Определение концентрации парамагнитных частиц по интенсивности сигнала ЭПР.
7. Сверхтонкое взаимодействие электронов и ядер. Механизмы сверхтонкого взаимодействия. Сверхтонкая структура в спектрах ЭПР. Энергетические уровни неспаренных электронов при взаимодействии с ядрами с различными спинами. Эквивалентные и неэквивлентные ядра.
8. Изотропная и анизотропная сверхтонкая структура. Анализ сверхтонкой структуры. Проблемы регистрации разрешенных спектров ЭПР в биологических системах. Причины анизотропии спектров ЭПР: анизотропия сверхтонкого взаимодействия и g-фактора.
9. Применение ЭПР в биологии. Особенности биологических образцов.
10. Ранние эксперименты, проводившиеся на лиофильно высушенных и замороженных объектах, эксперименты на интактных объектах. Современные направления развития экспериментальной техники ЭПР.
11. Основные направления применения ЭПР в биологии. Примеры исследования радиобиологических, фотобиологических и ферментативных процессов.
Метод спиновых зондов и меток. Какие вещества применяются в качестве спиновых меток и зондов. Требования к их химическим свойствам. Особенности сигналов ЭПР зондов и меток. Применение зондов и меток в исследовании структурно-динамических свойств биомакромолекул и биомембран..
13. Принцип метода ядерного магнитного резонанса (ЯМР). Спины ядер.
14. Магнитный момент ядра. Поведение магнитного момента ядра в магнитном поле. Уравнение Лармора. Макроскопическая намагниченность.
15. Лабораторная и подвижная система координат. Эффективное магнитное поле. Спин-решеточная и спин-спиновая релаксация. Уравнения Блоха.
16. Стационарный и импульсный методы регистрации сигналов ЯМР. Импульсная Фурье - спектроскопия ЯМР. Импульсные методы регистрации времен спин-спиновой и спин-решеточной релаксации.
17. Ширина линии ЯМР. Связь ширины линии с временами спин-решеточной и спин-спиновой релаксации. Понятие о квадрупольной релаксации. Интенсивность сигналов ЯМР. Аппаратурные причины уширения линий.
18. Химический сдвиг. Природа химического сдвига . Составляющие химического сдвига. Примеры химических сдвигов различных ядер.
19. Спин-спиновое взаимодействие и его отражение в спектрах ЯМР.
20. Особенности сигналов ЯМР в жидкостях и твердых телах. Современные методы регистрации разрешенных спектров ЯМР в твердых телах. Двумерная спектроскопия ЯМР.
21. Основные направления использования ЯМР в биологии и медицине.
22. Применение ЯМР в изучении структурно-динамических свойств макромолекул и биомембран. ЯМР-томография.