WWW.DISSERS.RU

БЕСПЛАТНАЯ ЭЛЕКТРОННАЯ БИБЛИОТЕКА

   Добро пожаловать!


На правах рукописи

Тарасов Юрий Игоревич

ВЗАИМОСВЯЗЬ ПОВЕРХНОСТИ ПОТЕНЦИАЛЬНОЙ ЭНЕРГИИ И СТРУКТУРЫ МОЛЕКУЛ В ГАЗОВОЙ ЭЛЕКТРОНОГРАФИИ РАВНОВЕСНЫХ И НЕРАВНОВЕСНЫХ АНСАМБЛЕЙ

02.00.04 – Физическая химия

Автореферат диссертации на соискание ученой степени доктора физико – математических наук

Москва 2010

Работа выполнена в Московской государственной академии тонкой химической технологии им. М.В. Ломоносова

Научный консультант: доктор химических наук, профессор Ищенко Анатолий Александрович

Официальные оппоненты:

доктор физико-математических наук, профессор Авилов Анатолий Сергеевич доктор физико-математических наук, профессор Баграташвили Виктор Николаевич доктор химических наук, профессор Гиричев Георгий Васильевич

Ведущая организация: Институт общей физики им. А.М. Прохорова РАН

Защита состоится 22 декабря 2010 года в 14 часов на заседании диссертационного совета Д.212.120.05 в аудитории М-119 Московской государственной академии тонкой химической технологии им. М.В. Ломоносова по адресу: 119517 Москва, проспект Вернадского, 86.

С диссертацией можно ознакомиться в библиотеке Московской государственной академии тонкой химической технологии им. М.В. Ломоносова Автореферат разослан “______” ноября 2010 г.

Учёный секретарь диссертационного совета Д.212.120.05, кандидат химических наук, доцент Ю.А. Ефимова I.

Общая характеристика работы



Актуальность темы Газовая электронография является одним из основных методов определения структуры свободных молекул. В настоящее время понятие молекулярной структуры, определяемое на основании термически средних межъядерных расстояний, сыгравшее существенную роль в становлении структурной химии, благодаря активному развитию спектральных методов и квантовохимических расчётов вытесняется представлениями о строении молекул, в основе которых лежит понятие о поверхности потенциальной энергии (ППЭ). ППЭ молекулы характеризуется положением ее минимума (минимумов), определяющего равновесные геометрические параметры, и формой, определяющей гармонические и ангармонические параметры силового поля, и, как следствие, внутреннюю динамику молекулы. Особое значение имеет представление о структуре в терминах параметров ППЭ для конформационно нежестких молекул, претерпевающих внутримолекулярные движения большой амплитуды.

Наиболее надежные значения параметров молекулярной структуры могут быть получены лишь по совокупности экспериментальных методов и квантовохимических расчётов. Однако, существовавшие до недавнего времени методики расшифровки экспериментальных данных, ориентированные на присущий каждому методу набор молекулярных параметров (по-разному определяемых и имеющих различный смысл вследствие различия физических принципов разных методов), не в полной мере позволяли осуществлять подобное сочетание.

Отмеченное выше рельефно подчеркивает актуальность развития теории совместного использования данных метода газовой электронографии, колебательной и микроволновой спектроскопии в единой процедуре, основанной на общем для данных методов представлений о ППЭ молекулярной системы, позволяющей проводить определение равновесной структуры и параметров внутримолекулярной динамики, и создания соответствующего программного обеспечения. Повышенные требования к качеству экспериментального материала, предъявляемые процедурой совместной обработки, в особенности в части устранения систематических погрешностей, мало заметных в рамках отдельных методов, актуализирует также проблему совершенствования аппаратных средств и повышения прецизионности измерений.

Газовая электронография с временным разрешением – новый метод структурнодинамических исследований, имеющий принципиальные отличия от метода традиционной газовой электронографии как в эксперименте, так и теории, используемой при интерпретации дифракционных данных. Переход к разрешению в пико и фемтосекундном временном диапазоне ставит ряд вопросов, связанных с оценкой точности определения динамических параметров исследуемых систем на основе анализа зависящей от времени интенсивности рассеяния электронов. В этом методе особенно ярко проявляется необходимость создания теоретических основ обработки дифракционных данных и результатов спектральных исследований когерентной динамики молекул, находящихся в поле мощного лазерного излучения, с использованием единых молекулярных параметров и единого подхода, который может быть сформулирован на основе ППЭ основного и возбуждённых состояний изучаемой системы.

Цели и задачи работы 1. Разработка теоретических подходов и создание программного обеспечения, позволяющего проводить определение равновесной структуры и внутримолекулярной динамики, основанных на совместном использовании данных метода электронографии и спектральных исследований в единой процедуре, используя общие для данных методов представления о ППЭ молекулярной системы.

2. Совершенствование методики электронографического эксперимента, направленное на определение равновесной структуры и параметров поверхности потенциальной энергии молекул, и создание программных средств первичной обработки цифровых образов дифракционной картины.

3. Разработка теории, построение моделей и создание программного обеспечения, позволяющих оценить параметры энергетического распределения в неравновесных ансамблях лазерно-возбужденных молекул методом газовой электронографии с временным разрешением.

4. Определение структуры и динамики молекул различных классов, в том числе структурно нежёстких молекул, в которых возможны движения ядер с большой амплитудой, например внутреннее вращение, неплоские колебания циклов, характеризующиеся сложным рельефом ППЭ.

Научная новизна В работе развита теория, позволяющая проводить определение равновесной структуры и внутримолекулярной динамики, основанная на совместном использовании данных метода электронографии и спектральных исследований в единой процедуре, основанной на общем для данных методов представлений о поверхности потенциальной энергии молекулярной системы.

• Разработаны новые теоретические подходы, позволяющие эффективно использовать в единой процедуре экспериментальные данные электронографического метода, колебательной спектроскопии и квантовохимических расчётов для определения характеристиками энергетического распределения молекул в исследуемом ансамбле.

• Создана методика, позволяющая определять либо параметры ППЭ (при известном энергетическом распределении молекул), либо параметры самого энергетического распределения, если структура молекул, составляющих ансамбль, известна.

• Предложена методика совместного анализа экспериментальных электронографических данных и квантовохимических расчетов в структурном анализе нежестких молекул (связь искажений геометрических параметров жестких фрагментов в процессе движений большой амплитуды, корректное описание термически средних параметров нежестких молекул на основе параметров ППЭ).

• Проведён последовательный учёт влияния рассеяния электронов на остаточном газе в колонне электронографа, выяснение возможного вида и величины вкладов этого постороннего рассеяния в регистрируемые интенсивности рассеяния электронов, выделение вклада постороннего рассеяния из экспериментальных данных.

• Выполнен комплексный анализ экспериментальных электронографических, спектральных данных и результатов квантово-химических расчётов для соединений различных классов, в результате которого получена новая информация относительно структуры и динамики исследованных молекул.

• Проведён анализ искажений дифракционной картины в методе дифракции электронов с временным разрешением, возникающих вследствие межэлектронных взаимодействий в сгустках электронов зондирующего импульса. Определены допустимые параметры зондирующих электронных импульсов в целях ограничения искажений зависящей от времени дифракционной кривой в заданных границах определения структурных параметров.

• Показана эффективность использования разработанной теории рассеяния электронов для анализа внутримолекулярного перераспределения колебательной энергии в неравновесных ансамблях молекул гексафторида серы, возбуждённых лазерным излучением.

Практическая значимость Результаты работы, прежде всего представляют вклад в развитие фундаментальных представлений о структуре и динамике молекулярных систем. Полученные структурные данные использованы в справочных изданиях Landolt-Brnstein: Numerical Data and Functional Relationship in Science and Technology, New Series, и MOGADOC database for bibliographic and structural information. Материалы исследований могут быть использованы в учебных курсах по строению молекул и методам структурных исследований.

На защиту выносятся:

• Общие положения предложенной теории рассеяния быстрых электронов на равновесных и неравновесных ансамблях молекул.

• Методы, алгоритмы и программное обеспечение для анализа экспериментальных данных равновесных и неравновесных ансамблей молекул в рамках параметров ППЭ.

• Методика определения и учёта нелинейности характеристик устройств, регистрирующих дифракционную картину; учёта постороннего рассеяния электронов на остаточном газе в колонне электронографа.

Результаты исследования структуры и внутримолекулярной динамики молекул различных классов, которые могут быть описаны как на основании приближения малых ангармоничеких колебаний вблизи минимума ППЭ, так и структурно нежёстких систем, характеризующихся сложным рельефом ППЭ в рамках единого подхода: молекулы нитропроизводных - 2-метил-2-нитропропан, 2-нитропропан, нитроэтан, бромнитрометан, 2-бром-2-нитропропан, 1-нитропропан, 2нитроэтанол; тиофен и его производные - тиаарсол, 2-хлор-3-нитротиофен; бензол, парафторбензальдегид, 1,4-дисилациклогекса-2,5-диен, CH3F; оксиды - CO2, C3O2, SO2; галогениды – (BF2)2, PbCl2, PbBr2, AsF3, AsF5, SF6.

• Теория учёта кулоновского взаимодействия в зондирующих электронных сгустках метода дифракции электронов с временным разрешением и влияние искажений дифракционной картины на определяемые молекулярные параметры.

• Метод определения параметров энергетического распределения для неравновесных ансамблей молекул гексафторида серы при колебательном возбуждении в поле инфракрасного лазера.

Апробация работы Результаты работы были представлены на 9 – 13 Европейском симпозиуме по газовой электронографии (Блаубойрен, Германия, 2001, 2005 – 2009, Санкт-Петербург, 2003), коллоквиуме по молекулярной спектроскопии высокого разрешения (Дижон, Франция, 2003), международном симпозиуме по решению обратных задач инженерной механики (Нагано, Япония, 2000), VIII Всероссийской конференции “Структура и динамика молекулярных систем” (Яльчик, 2001), 2, 3 и 5 Всероссийской конференции "Молекулярное моделирование" (Москва, 2001, 2003, 2007), IV Национальной конференции по применению рентгеновского, синхротронного излучений, нейтронов и электронов для исследования материалов (РСНЭ) (Москва, 2003), XIX симпозиуме «Современная химическая физика» (Туапсе, 2007), 17 – 23 Остинском симпозиуме по молекулярной структуре (Остин, США, 1998 – 2010).

Публикации Основное содержание диссертации отражено в 30 статьях, опубликованных в рекомендованных ВАК РФ российских и международных журналах по специальности, а также в сборниках трудов конференций и тезисов докладов.

Вклад автора Основные результаты, представленные в работе, получены либо лично автором, либо в соавторстве в рамках научных проектов РФФИ № 05-03-33034а и 08-03-01104а, выполняемых под руководством автора. Прежде всего, это основной вклад автора в постановку задач и обсуждение полученных результатов, развитие теоретических подходов к вычислению интенсивностей рассеяния электронов с учетом эффектов ангармоничности. Автором создана часть программного обеспечения, в том числе использованного впоследствии за рубежом для обработки экспериментальных данных, полученных методом электронографии с временным разрешением (Arkansas University, USA) проведена обработка экспериментальных данных, выполнены квантовохимические расчеты для большинства рассмотренных в работе структур, а также обработка дифрактограмм, полученных на неравновесных ансамблях лазерно-возбужденных молекул.

Структура и объем диссертации Работа состоит из введения, пяти глав, выводов и списка использованных источников.

Диссертация изложена на 345 стр., содержит 37 таблиц, 115 рисунков и библиографию из 325 наименований.

Глава 1. Теория рассеяния электронов равновесными и неравновесными ансамблями молекул. Динамические модели молекул. Связь интенсивностей рассеяния электронов с параметрами ППЭ 1.1. Общие положения теории рассеяния электронов равновесными и неравновесными ансамблями молекул Метод газовой электронографии основан на дифракции быстрых (40-100 кэВ) электронов на потоке молекул разреженного газа или пара исследуемого вещества.

Рассеяние электронов на каждом из атомов, входящих в состав молекулы, может быть описано функцией, представляющей сферическую волну в виде (R.A. Bonham, M. Fink, High Energy Electron Scattering / Van Nostrand-Reinhold. New-York. 1974):

(R,)= {exp(ik R - r ) R - r }exp(ik z )f () (1.1) i i i 0 i i В формуле (1.1) – угол рассеяния, fi() – амплитуда атомного рассеяния, зависящая только от природы атома и длины волны падающего излучения, k – волновой вектор, 4 k = k =, k0 и ks – волновые векторы падающего и рассеянного излучений, s – вектор 4 передачи импульса, s = k0 - ks = sin( 2), ri – радиус - вектор ядра атома относительно центра масс молекулы, R – расстояние между центром рассеяния и детектором, zi – проекция ri на ось первичного излучения. Используя принцип суперпозиции и пренебрегая в формуле (1.1) микроскопическим параметром ri по сравнению с макроскопическим R, для плотности рассеянных электронов получаем выражение:

I(s)= I0 ( jsc j0 )= I0 Re(1 2ik0 )(i*i - i i*) = i=1,N (1.2) = (I0 R2) fi(s) + Re [fi(s)] f (s)exp(iij(s))exp(isrij ).

j i=1,N i j=1,N В уравнении (1.2) I0 – плотность падающего излучения, j0 и jsc – плотность потока для падающего и рассеянного излучений, соответственно, i = 1, 2, …, N – число атомов в молекуле.

Первая часть суммы в последней строке выражения (1.2) описывает так называемое атомное рассеяние, не зависящее от пространственного расположения ядер атомов в молекуле. Вторая часть описывает рассеяние, характеризуемое мгновенным расположением атомов в молекуле; rij = ri - rj – мгновенное межъядерное расстояние, ij(s) – фазовый сдвиг для рассеянных электронов. Это выражение соответствует принятой в газовой электронографии модели независимых атомов. Величинами более высокого порядка, относящимся к многократному рассеянию, в методе газовой электронографии, как правило, пренебрегают вследствие их малости.

Газовая электронография является интегральным методом, и зарегистрированные дифракционные интенсивности представляют собой суперпозицию дифракционных картин, полученных от всех молекул, составляющих рассеивающий ансамбль.

Следовательно, в уравнении (1.2) необходимо провести усреднение вкладов в соответствии с функцией плотности вероятности (ФПВ), характеризующей пространственное расположение ядер атомов в молекулах: усреднение по ориентациям, вращательным и колебательным состояниям, в том числе колебательным состояниям движений ядер с большой амплитудой. Если дифракция электронов осуществляется неравновесным ансамблем, как это имеет место при исследованиях когерентной ядерной динамики молекул, возбуждаемых лазером, то ФПВ должна включать в себя и временную зависимость, характеризующую структурное и динамическое изменение системы (A.A.

Ischenko, J.D. Ewbank, L. Schafer // J. Phys. Chem. 1995. V. 99. P. 15790).

Для хаотичного распределения молекул усреднение по ориентациям приводит к выражению:

2 ij I (s,t)= (I R ) [f (s)] f (s)cos( (s)) P (r,t)sin(sr ) dr. (1.3) mol 0 i j ij vib ij ij i j=1,N sr ij Функция Pvib(rij,t) в уравнении (1.3), вообще говоря, включает в себя усреднение как по высокочастотным колебательным движениям, так и усреднение по координатам движений большой амплитуды в случае нежестких и/или высоковозбужденных молекул. Для частного случая – ансамбля, находящегося в тепловом равновесии при температуре T, соответствующее уравнение впервые получено в работе Дебая (P. Debye // J. Chem. Phys.

1941. V. 9. P. 55). В российской школе газовой электронографии обычно используют приведенную молекулярную составляющую интенсивности рассеяния:

sM (s,t)= sImol(s,t) Iat(s), (1.4) где Iat(s) – это атомная составляющая интенсивности рассеяния (первое слагаемое в выражении (1.2)). В более привычном виде уравнение (1.4) может быть записано в виде:

ij sM (s)= g (s) P(r )sin sr dr (1.5) ij ij ij i j=1,N r ij где gij(s)= [fi(s)] f (s) cos(ij(s)) - факторы атомного рассеяния.

j i j=1,N 1.2. Кумулянтные представления интенсивностей рассеяния электронов на ансамбле молекул В самом общем виде интенсивность рассеяния электронов (1.5) может быть записана в виде бесконечного ряда по кумулянтам (неприводимым средним), которые могут быть выражены через моменты ФПВ межъядерных расстояний, и имеют четкий физический смысл (R. Kubo // J. Phys. Soc. Japan. 1962. V. 17. P. 1100). В частности, первые четыре кумулянта определяют среднее значение случайной величины, дисперсию ее распределения, асимметрию и эксцесс. В операторной форме выражение для интенсивности выглядит следующим образом:

n k k n sM (s)= g (s)Imexp(isr ) ri (is) r (1.6) exp ij e,ij ij k +1 k c i j=1,N k =0, s n=1, n! e,ij В работе получен также ряд аналитических выражений, позволяющих выразить интенсивности рассеяния электронов через кумулянты межъядерных расстояний как в приближении ограниченного числа кумулянтов (до четырех), так и в самом общем случае.

Строго говоря, обрыв кумулянтного ряда нарушает требование неотрицательности функции плотности вероятности (хорошо известная из математической статистики теорема Марцинкевича: J.Marcinkiewicz // Math. Zeitschr. 1938. V. 44. P. 612). Исключение составляет лишь гауссовская функция распределения, у которой отличны от нуля лишь два первых кумулянта (все остальные – тождественные нули). Однако для статистических распределений с функцией плотности, близкой к гауссовской, обрыв кумулянтного ряда является достаточно хорошим приближением.

На практике удобнее оказалось пользоваться разложением по кумулянтам функции P(r)/r, имеющем более простой вид:

gij (s) (is)2k i2k s2k +2k 2k sM (s) = exp rij,c sin rij,c +1 (1.7) i> j rij,c k =1 (2k)! (2k k =0 +1)! Однако упрощение вида выражения (1.7) по сравнению с (1.6) достигается за счет более сложных соотношений между кумулянтами, входящими в выражение (1.7), и термодинамическими средними нормальных координат. Как правило, для жестких молекул достаточно ограничиться тремя первыми членами в разложении (1.7):

gij (s) s2 2 s3 sM (s) = exp- rij,c +... sinsrij,c - rij,c +... (1.8) rij,c 2 i> j По форме, выражение (1.8) совпадает со стандартным уравнением, лежащим в основе традиционных электронографических исследований, и выведенным на основе модели малых колебаний (L.S.Bartell // J. Chem. Phys. 1955. V. 23. P. 1219), и являющимся частным случаем уравнения (1.7), вообще говоря, применимого для любого вида ФПР.

Выражение (1.7) показывает четкий физический смысл параметров, входящих в стандартное уравнение электронной дифракции, и открывает путь к вычислению их теоретических аналогов исходя из динамических моделей молекулы.

1.3. Динамические модели молекул. Связь интенсивностей рассеяния электронов с параметрами ангармонической ФПЭ В разделе 1.2 показано, что наиболее общий вид молекулярной интенсивности рассеяния электронов может быть представлен уравнением (1.7). Для жестких молекул можно ограничиться лишь тремя – четырьмя первыми членами этого разложения. В рамках методики потенциальных функций они выражаются в терминах параметров равновесной геометрии, квадратичных и кубических членов разложения функции потенциальной энергии молекулы. Схема вычислительной процедуры представлена на рис. 1.

В гамильтониане жесткой многоатомной молекулы функция потенциальной энергии (ФПЭ) может быть записана в виде рядов по естественным, как правило, криволинейным, или же линеаризованным координатам q, а так же по нормальным координатам Q. Кумулянты, входящие в уравнение (1.7), связаны известными соотношениями с моментами межъядерных расстояний, которые в свою очередь выражаются через моменты внутренних колебательных координат. Наиболее просто вычисляются термически средние степеней нормальных координат. При этом удобнее воспользоваться выражениями, полученными на основе решения уравнения Блоха.

Рис. 1.1. Вычислительная схема алгоритма 1.4. Расчет моментов термически средней плотности распределения межъядерных расстояний многоатомных молекул на основе итерационного решения уравнения Блоха Постановка задачи. В рамках приближения Борна – Оппенгеймера основой для описания внутримолекулярной динамики является функция потенциальной энергии, обычно записываемая как сумма гармонической (квадратичной) части VГ и ангармонической поправки Vанг, которая во многих случаях может рассматриваться как возмущение, характеризуемое параметром малости . Представим колебательный гамильтониан в виде суммы невозмущенного оператора многомерного гармонического осциллятора, 0, и возмущения:

= T + VГ + Vанг = 0 + Vанг, (1.8) где T – оператор кинетической энергии.

Предложенный в работе подход состоит в решении термодинамического уравнения Блоха:

(x, x ; ) + (x) (x, x ; ) = 0. (1.9) Искомая статистическая матрица плотности (x, x ; ), удовлетворяет граничному условию:

(x, x ;0) = (x - x ), (1.10) где (x - x ) – сингулярная –функция Дирака, является функцией Грина этого уравнения.

Представим статистическую матрицу плотности (x, x ; ) в виде следующего разложения теории возмущений (ТВ):

i (x, x ; ) = i (x, x ; ), (1.11) i! i= i (x, x ; ) где функции i определяются как. Подставляя этот ряд в уравнение (1.9), i =получим следующую цепочку уравнений термодинамической ТВ:

0 (x, x ; ) + 0 (x) 0 (x, x ; ) = 0 ; (1.12) i (x, x ; ) + 0 (x) i (x, x ; ) = -Vанг i-1(x, x ; ), (i 1). (1.13) Уравнение (1.12) имеет точное решение в виде статистической матрицы плотности гармонического осциллятора. Последующие неоднородные уравнения (1.13) могут быть решены с помощью функции Грина однородной части уравнений. Приведение исходного уравнения Блоха и цепочки уравнений ТВ (1.12) – (1.13) к интегральным уравнениям позволяет провести прямые вычисления поправок ТСП. Вычисление последовательных приближений может быть проведено в явном виде, поскольку начальное приближение (Q,Q ; ) задано гауссовскими функциями:

Г 1 n mii (Qi2 + Qi ) chhi - 2QiQi Г (Q,Q ) = (1.14) 2hshhi exp 2shhi i= Вычисление моментов нормальных координат. Моменты ТСП колебательных координат молекул определяются следующим интегралом:

2 n 2 n 1 Q1 Q2... Qn = (1.15) 1 2 n dQ dQ... dQ Q1 Q2... Qn (Q,Q; ), - - - который может быть вычислен дифференцированием характеристической функции (z), определяемой интегралом Фурье:

izx (z) = (x, x; )dx, (1.16) e (z) 2 n Q1 Q2... Qn =. (1.17) 1 2 n (iz1) (iz2 )... (izn ) z=Дифференцирование выражения (1.17) сводится к производным функций Эрмита, которые легко вычисляются благодаря соотношению:

m (d dx) Hn (x) e- x2 = (-1)m Hn+m (x) e- x2. (1.18) В результате для моментов ТСП получаем формулу :

m0 m m m 2 n 2 n (m) 1 Q1 Q2... Qn = Q1 Q2... Qn Г + ... k12...n m ! m=3 1=0 2 =0 n =k 1-k 2 - + jk [k 2] jk jk -n mkk (-1) 2 2th hk 2 -k k k dt h (-2)- i (k )! ( jk )!(k - 2 jk )! 2 k =1 jk =0 -k + jk k -2 jk (shhk ) [sh( - t)hk + shhk ] k (1.19) jk - 1 cth hk (sh( - t)hk shthk ) H -k -2 jk (0), k 8 причём k + k - четное.

К примеру, для системы трёх осцилляторов с гармоническими частотами 1, 2, вычисление моментов ТСП Q1Q2Q3 приводит в первом приближении к выражению:

hQ1Q2Q3 = 32kT 123 shw1 shw2 shw(1.20) sh(w1 + w2 + w3 ) sh(w1 - w2 + w3 ) sh(w1 + w2 - w3 ) sh(w1 - w2 - w3) + + +, w1 + w2 + w3 w1 - w2 + w3 w1 + w2 - w3 w1 - w2 - w3 где wi = hi 2kT. Данная формула имеет правильные асимптотические пределы при Т 0 и Т . К этому же виду удается свести известное выражение, полученное способом формального усреднения рассчитанных с помощью ТВ 1-го порядка значений на отдельных колебательных уровнях, расходящихся при наличии в молекуле резонансов Ферми.

Преимущество подхода, связанного с решением интегрального уравнения Блоха, заключается также в возможности получения общей аналитической формулы (1.19) для расчёта и анализа произвольных термически средних моментов колебательных координат, минуя процедуру суммирования по колебательным состояниям молекулы. Тем самым показано, что формулы стандартной теории возмущений Рэлея–Шредингера также не содержат сингулярных членов в случае резонанса Ферми, однако этот результат удаётся получить при достаточно громоздких преобразованиях, в то время как формула (1.19) получена с помощью вычисления простых одномерных интегралов.

1.5. Анализ внутримолекулярных движений с большой амплитудой Вывод уравнений, описывающих рассеяние электронов в случае больших амплитуд колебаний ядер молекулы, может быть сделан на базе адиабатической теории возмущений. Единственным отличием от стандартного случая (П.А. Браун, А.А.Киселев.

Введение в теорию молекулярных спектров / Издательство Ленинградского университета.

1983. 232 с.) является явное введение координат большой и малой амплитуды.

Стандартный метод предусматривает введение координат, описывающих перемещение центра масс молекулы, ее вращение как целого, а также набор внутренних координат (описывающих относительное расположение атомов молекулы). Внутренние координаты определяются как смещения ядер относительно некоторой равновесной конфигурации {R0} = {R1,...,R0 }. Смещения полагаются малыми, что существенно для N быстрой сходимости рядов по степеням координат.

Для адиабатического отделения движения с большой амплитудой необходимо особым образом ввести систему обобщенных координат молекулы, явно выделяя координаты, связанные с движением большой амплитуды. Идея состоит в рассмотрении псевдоравновесных конфигураций (квазиконформеров) так, чтобы малые колебания можно было рассматривать относительно этих конфигураций. Пусть введено m координат, описывающих движение большой амплитуды i (i = 1,…,m). Каждый фиксированный набор этих координат определяет псевдоравновесную конфигурацию {R0()}, соответствующую минимуму потенциальной функции по всем остальным степеням свободы молекулы. Оставшиеся внутренние координаты qk (k = 1,…,n) определяются как смещения относительно псевдоравновесных конфигураций, и тем самым будут описывать малые колебания. Общая формула замены переменных будет иметь вид:

n ' Ri = R + C()Ri () + ()qk , (1.21) Aik k =1 где R’i – декартовы координаты ядер в лабораторной системе отсчета, R – радиус-вектор центра масс молекулы, C() – матрица вращений, однозначно определяемая углами Эйлера = {1, 2, 3} (рассматривается нелинейная молекула).

Построение гамильтониана. Первым этапом вывода является переход к системе введенных координат, который состоит в замене переменных в соответствии с уравнением (1.21) и аналогичным выражением для координат электронов ri' = R + C(и)ri. В результате приходим к выражению для гамильтониана:

(0) (s) U (r, , q) = U (r, ) + (1.22) U (r, , q) s=N h h где M = - суммарная масса ядер, P =, M = - оператор импульса и M i i R i i=h ~ момента импульса молекулы как целого, p = и Mv = (w - Sv)Gp - оператор i q h ~ импульса и момента импульса для движений малой амплитуды, = и M = S - i оператор импульса и момента импульса для движений большой амплитуды, а b = vGp описывает взаимодействие между этими движениями. Остальные матрицы определяются следующими образом:





-G() = T (), где Tkl () = (Ail, Aik );

Mi i Ri Ri S() = (J - vGv*)-1, где Jmn (,q) =, ;

M i m n i ~ ~ ~ ~ ~ = (I - S*)-1, где I = I - wGw *, = - wGv *;

N N I (,q) = Ri (,q) - Ri (,q)Ri (,q) - тензор инерции;

Mi M i i=1 i= Ri Ri Aik m =, =, +, ql ;

M i Ri M i Ri M i Ail qk m i m ikl m i Ail wk = [Ail, Aik ]ql ; vmk =, Aik.

M i M i m ql il il Скалярная функция Уотсона F(, q) появляется в результате учета перестановочных соотношений для импульсов и моментов импульса.

Ряды теории возмущений. Пользуясь малостью смещений, описываемых внутренними координатами q, мы расположим все члены (1.22) по степеням этих координат. В результате получим представление:

(0) (1) (2) = + + +..., (i) (i) (i) = T + U, где (0) (s) U (r, ,q) = U (r, ) + U (r, ,q), s=а первые члены в разложении кинетической энергии имеют вид:

1 (0) 2 (1) (2) (3) T = ; T = 0 T = p*Gp ; T = 0 ;

pk 2m k 1 (4) (0) T = (P - Pe) + (- b)* S (- b) + 2M * (0) (0) + (M - Me - M(0) - M(0)) (M - Me - M(0) - M(0))+ F ().

v v Здесь введены обозначения:

(0) (0) M(0) = (w - (0)S v)Gp ; M(0) = (0)S ;

v 0 Ri Ri (0) (0) (0) S () = [J ()]-1 ; ;

J () =, mn M i m n i ~(0) ~(0) (0) (0 (0) (0 ( () = [I ()]-1 ; I () = I) () - Smn)n0) ;

m mn N N Ri (0 0 (0) () =, ; I) () = i[Ri ] - Ri0 Ri0.

m M i Ri M M i m i i=1 i= 0 - Ri Ri (0) -(0) (0) (0) (0) (0) J () =,, () = (I - [J ] *), mn M i m n i Ri (0) () =,.

m M i Ri m i Адиабатический потенциал. Нам предстоит рассмотреть ряд частных проблем, решения которых используется для построения приближений к собственным значениям и функциям оператора (1.22). Первой из таких проблем является задача, в которой все ядра покоятся в некоторой конфигурации, описываемой координатами (, q):

(0) el ( + U) = V. (1.23) e e e Собственные значения и функции этой задачи зависят от ядерных координат как от параметров. Адиабатическая поверхность потенциальной энергии Vn(, q) соответствует различным электронным состояниям молекулы (индекс n нумерует электронные состояния). Разлагая решения уравнения (1.23) в ряды по степеням координат q, получим:

(0) (1) (2) = (,r) + (, q,r) + (, q,r) +...

en en en en Vn = Vn(0) () + Vn(1) (, q) + Vn(2) (, q) +...

Заметим, что член V(1) должен исчезнуть, если в качестве псевдоравновесных конфигураций {R(0)()}выбираются конфигурации, в которых достигается минимум энергии по координатам q (при фиксированных значениях координат ).

Задача о малых колебаниях. Вторая вспомогательная задача соответствует учету малых колебаний ядер, описываемых координатами q, в то время как координаты большой амплитуды по-прежнему остаются замороженными. Рассмотрим гамильтониан:

(0) (2) (2) '= T + T +U = el + T.

Этот оператор включает координату только как параметр. Задача на собственные значения ' '= E ' имеет собственные функции и значения, зависящие от : ' = ' (, q,r), E = E(). Эти функции могут быть разложены по собственным функциям предыдущей задачи:

'(, q,r) = (,q) (, q,r).

ak ek k В результате подстановки получаем:

(2) (2) + )ak = (E -Vk ).

(T ak ) ek (T ek ak ek k k k Выбрав некоторое n-е электронное состояние и усреднив уравнение по электронным функциям, получим уравнение для малых колебаний:

(2) (T + Vn)an + ak = Ean, (1.24) Fkn k * (2) где введена функция Fkn (,q) = (T )dr, ответственная за электронноek en колебательные эффекты.

Движение большой амплитуды. Возвращаясь к гамильтониану (1.22), можем записать его решения как ряды по решениям предыдущей задачи:

' (R,, , q,r) = (R,, ) (, q,r).

Rnv' nv' nv' Усредняя уравнение на собственные значения по электронным координатам, а затем – по координатам малой амплитуды в состоянии (0, v), где v = {v1, …, vn}, получаем:

'* (4) (5) ' ( [T + T +...]Rnv' nv'dqdr)+ E0v ()R0v = ER0v.

ov nv' ( В самом первом (нулевом) приближении отлична от нуля только R00)(R,, ), которая v определится уравнением:

( ( ( [T004) () + E0v ()]R00) = ER00). (1.25),vv v v Это и есть уравнение для движений большой амплитуды, включающее также вращение и трансляции. Дальнейшее разделение видов движения зависит от конкретных молекул. Можно рассмотреть два практически важных случая.

Нелинейная молекула. Если энергии, соответствующие движению малой амплитуды, остаются намного большими, нежели вращательный квант, можно отдельно рассмотреть движение большой амплитуды и затем учесть вращательные эффекты в следующем порядке, как поправки. При этом получим уравнение с оператором кинетической энергии:

( ( 1 (0) vv (0) 1 (0) (0) T004a) = [(- b)* S (- b)] + F () = *S + F () + Fvv4) (), (1.26),vv 2 включающем только координаты большой амплитуды.

В результате, полная собственная функция молекулярной системы представляется как произведение функций, соответствующих различным видам движения. Уравнения для малых колебаний по-прежнему решаются на основе приближения гармонического осциллятора (с необходимыми поправками ангармоничности колебаний). Уравнения для движения большой амплитуды решаются численными методами.

Линейная молекула. В ряде случаев разделение движений большой амплитуды и вращения осуществить невозможно, например, при почти свободном вращении в молекуле с энергиями порядка 1см-1, или же для линейной молекулы, когда деформационное движение не может быть рассмотрено отдельно от вращения относительно оси молекулы. В случае линейной молекулы получим:

(0) (0) ( ( 1 (0) 1 T004b) = *S + M M + F () + Fvv4) (). (1.27),vv z zz z 2 Дополнительные эффекты (например, вращение относительно других направлений) могут быть рассмотрены на следующем уровне теории возмущений. Рассмотрим для иллюстрации линейную молекулу с одной деформационной координатой большой амплитуды. Подстановка оператора (1.26) в уравнение Шредингера дает:

h2 h2 (0) 2 (0) - S () - () + Veff () = E, (1.28) zz 2 2 где эффективный потенциал представляется в виде:

n (0) Veff () = V0(0) () + F () + ()(vk + ) + Fvv () (1.29) hk k =и отличается для каждого колебательного состояния v = {v1, …, vn}. В этом уравнении k() означают частоты малых колебаний, вычисленные в приближении малых колебаний для каждого квазиконформера (при фиксированной координате ), а Fvv() получается из усреднения взаимодействий (q-) по v-му колебательному состоянию. В большинстве случаев достаточно рассматривать эффективный потенциал для основного состояния (либо термически усредненный потенциал).

Функция Уотсона в (1.28) имеет вид:

(0) h2 (0) 2 ln 1 ln h2 S ln F() = S + +, 2 8 4 8 где () =. Уравнение (1.27) может быть сведено к одномерному, если (0) (0) S () () zz заметить, что его собственные функции представимы в виде (,) = R()exp(il), где l – угловое квантовое число. Тогда:

h2 R h2l (0) (0) - S () + () + ()R = ER. (1.30) Veff zz 2 Это уравнение и решается численными методами.

Численная реализация. После термического усреднения функция плотности вероятности, используемая для усреднения, в результате разделения движений с большой и малыми амплитудами приводится к виду: P()p(, q), где P() – плотность вероятности, полученная из решения задачи для большой амплитуды, а p(, q) – функция плотности вероятности, полученная из решения задачи в приближении малых амплитуд для каждого квазиконформера. На этой основе все термически средние величины (например, моменты или интенсивности рассеяния) получаются как интегралы:

= P() () d, (1.31) где () - полученные стандартным способом соответствующие средние для каждого квазиконформера. Вычисление интегралов производится следующим образом:

• Вычисляются значения () в некоторых опорных точках, для которых проведены квантовомеханические расчеты.

• Функция () аппроксимируется на всем интервале значений (например, с помощью полиномов либо тригонометрических полиномов).

• Интеграл (1.31) вычисляется численными методами.

Решение обратной задачи. При решении обратной задачи для каждого квазиконформера (в некоторых опорных точках) определяются равновесная геометрия и силовые постоянные (квадратичные и, возможно, кубические). Параметры геометрии молекулы представляются в виде:

ri () = ri (0) + ri (), (1.32) где ri(0) – геометрический параметр в равновесной конфигурации, подлежащий уточнению в процессе решения обратной задачи. Разность параметров в равновесной и искаженной конфигурациях считается неизменной и не подвергается уточнению по сравнению с квантовомеханическим расчетом.

Силовые постоянные представляются в виде:

fij () = Pi fij0 ()Pj, (1.33) где масштабирующие множители Pi не зависят от . Таким образом, число уточняемых параметров остается тем же самым по сравнению со стандартным подходом для малых амплитуд колебаний.

Предложенная теория была использована для анализа экспериментальных электронографических данных как для равновесных ансамблей молекул, включая исследования структуры нежёстких систем с внутренним вращением, деформацией цикла, так и ядерной динамики молекул, находящихся в поле лазерного излучения.

Глава 2. Совершенствование методики электронографического эксперимента, направленное на определение структуры и параметров поверхности потенциальной энергии молекул В газовой электронографии экспериментальные данные можно представить в виде двумерных моделей, обладающих радиальной симметрией. Для увеличения выборки измерений полезного сигнала существует необходимость более полного использования площади изображения по сравнению с относительно узкой полосой, обычно обрабатываемой с помощью денситометра. В представленной работе описывается пакет программного обеспечения для получения интенсивностей рассеяния по дифрактограммам, обладающим радиальной симметрией1. Программное обеспечение предоставляет расширенные функции для обработки дифракционных картин и набор Впервые возможности описываемой процедуры были представлены на 11-м Симпозиуме по газовой электронографии. Блаубойрен, Германия (2005).

удобных интерактивных инструментов, позволяющих визуализацию каждой стадии обработки. Программа поддерживает весь процесс извлечения данных, начиная с цифровых изображений и вплоть до создания набора данных, готовых к использованию в структурном анализе. Значительная часть использованного в работе первичного экспериментального материала, а также все экспериментально-методические результаты, обсуждаемые в этой главе, были получены с использованием настоящей программы.

2.1. Обработка данных электронографического эксперимента Процесс обработки электронографических данных может быть разделен на несколько стадий:

А) Автоматическое и ручное контрастирование изображения. Из-за различных условий регистрации дифракционного изображения, полученные фотопленки могут существенно различаться по оптической плотности. Программное обеспечение позволяет построить гистограмму плотности почернения и выбрать в ручном или автоматическом режиме область интенсивностей для визуализации и дальнейшей обработки изображений, в том числе исключить из процесса дальнейшей обработки малые по площади дефекты, сильно отличающиеся по плотности от окружения, на основе введения пороговых значений, основываясь на статистических характеристиках изображений.

Б) Выделение асимметричного изображения. Важной особенностью программного обеспечения является возможность выделения компоненты с аксиальной симметрией. Тем самым оставшаяся часть представляет собой дефекты картины, не имеющие отношения к зарегистрированному сигналу. На приведенном в диссертации примере ясно видны точечные дефекты изображения, дефекты эмульсии (горизонтальные и вертикальные полосы, параллельные краям пленки), аксиальная асимметрия общего фона, область частичного затенения дифракционной картины краем сопла испарителя.

В) Выбор геометрической области обработки данных. В определенных случаях удобно ограничить рассматриваемую область с целью исключения больших видимых дефектов изображения. Программное обеспечение позволяет выделить для дальнейшей обработки области в виде геометрических секторов или полос. В каждой такой области затем проводится усреднение интенсивности по дугам, соответствующим одинаковому расстоянию от центра изображения. Результаты такого усреднения представляются в виде профилей интенсивности для различных областей (секторов) исходного изображения.

Одновременно с усреднением данных, рассчитываются стандартные отклонения полученных величин в предположении некоррелированного гауссовского шума в каждой точке.

Г) Нахождение центра дифракционной картины. Получение одномерного распределения интенсивности подразумевает знание центра дифракционной картины.

Процедура уточнения положения центра осуществляется в программе как в ручном, так и в автоматическом режиме. Она основана на минимизации несоответствия между профилями интенсивности Im(r, x0, y0) для различных ориентаций секторов сбора данных, изображенных на Рис. 2.1, Im(r, x0, y0) = I(r, x0, y0, m), где r – радиальная координата, (x0, y0) – положение центра, m – угол биссектрисы сектора, по которому ведётся усреднение дифракционной интенсивности, m = 1, 2, …, M – количество используемых секторов.

Усредненная интенсивность вычисляется по всем ориентациям:

M I (r, x0, y0 ) = (r, x0, y0 ) с учетом весовой функции, определяемой на основе Im M m=погрешностей входных данных.

Д) Перевод оптических почернений фотопленки в интенсивности рассеяния электронов. Проблема перевода оптических плотностей почернения фотоматериалов в интенсивности рассеяния электронов усложняется тем, что само оцифровывающее устройство должно быть прокалибровано. Последнее достигается использованием прокалиброванного фотометрического клина. Нелинейный пересчет оптических плотностей почернения в значения интенсивностей рассеяния электронов осуществляется на основе характеристической кривой фотоматериала, получаемой на основе специально выполненных калибровочных экспериментов.

Рис. 2.1. Интенсивности рассеяния электронов, усредненные по различным угловым секторам дифракционной картины.

Е) Калибровка длины волны электронов. Как известно, для уточнения длины волны электронов в рамках одной серии экспериментов наряду со съемками электронограмм изучаемого вещества проводятся также съемки электронограмм стандартного вещества, параметры которого хорошо известны. В настоящее время в качестве таких стандартов программа может обрабатывать электронограммы, полученные от паров C6H6 и CCl4, а также поликристаллов ZnO. Описанное выше программное обеспечение было использовано в настоящей работе как для обработки экспериментов методической направленности, так и для подготовки основной части экспериментальных измерений для структурных электронографических исследований.

2.2. Определение характеристических кривых регистрирующих устройств, используемых в газовой электронографии Определение параметров ППЭ предъявляет повышенные требования к точности измерения интенсивностей рассеяния электронов. Внедрение сканеров в качестве измерительных приборов сдвинуло рабочий диапазон оптических плотностей фотоэмульсии до значений 0,3 – 0,5 D, где уже нельзя оставаться в рамках линейной модели. В данном разделе диссертации рассмотрены методы определения и последующего учета нелинейности характеристики фотоматериалов, используемых в экспериментах по газовой электронной дифракции. Предложена методика эксперимента по рассеянию на остаточном газе электронографа, позволяющая получать более надежные характеристики нелинейности фотоматериалов. Проведены экспериментальные исследования, измерены характеристические кривые фотоэмульсий на примере MACO ES-209 em-films EMS и KODAK electron microscope film 4489.

Рассеяние электронов на остаточном газе. Газовая электронография относится к интегральным физическим методам структурной химии. Это означает, во-первых, что для выполнения исследования строения молекул мы должны зарегистрировать дифракционную картину в довольно широком диапазоне углов рассеяния. Во-вторых, что сигнал, принимаемый каждой точкой регистрирующей системы (в простейшем случае – фотопластинки), является суперпозицией дифракционных картин от всех компонентов, присутствующих в существенном количестве в парах исследуемого препарата при температуре эксперимента, рассеяния первичного пучка электронов на всем пути от газовой мишени до электронной ловушки, а также рассеяния на элементах конструкции электронографа. Проведено моделирование рассеяния электронов на столбе остаточного газа в колонне электронографа. Результаты сравнения с экспериментальными данными показывают, что именно этот вид рассеяния может вносить основной вклад в посторонний сигнал, неизбежно присутствующий в регистрируемой дифракционной картине. Даны практические рекомендации по совершенствованию конструкции электронографов.

Предметом моделирования является та составляющая регистрируемой в электронографическом эксперименте интенсивности рассеяния электронов, которая возникает от дифракции электронов на столбе остаточного газа в колонне электронографа.

Дифракция электронов на «точечной» области рассеяния задается формулой:

d = I(s)d, где d – дифференциальное сечение рассеяния электронов, I(s) – интенсивность рассеяния на молекулярном газе, d – телесный угол; параметр рассеяния 4 s вычисляется по формуле: s = sin ( – длина волны электронов, – полярный угол рассеяния электронов). Для телесного угла имеем выражение: d= sindd, где – азимутальный угол рассеяния электронов. На практике измеряется величина, пропорциональная числу электронов, попавших в единичную площадку на фотопластинке за время экспозиции.

Сопоставление с экспериментальными результатами по выделению интенсивности постороннего рассеяния. Разработанная нами методика разделения полезного сигнала и постороннего рассеяния, а также полученные экспериментальные результаты изложены в главе 2 диссертации. Такое разделение возможно осуществить на веществах с известной структурой, в частности – на стандартах, используемых для калибровки длины волны.

Сравнение результатов, рассчитанных в соответствии с рассмотренной выше моделью, с экспериментально определенными кривыми показывает их несомненное качественное сходство. В настоящее время не представляется возможным делать какие-либо количественные заключения относительно параметров постороннего рассеяния, поскольку, с одной стороны, ограничена точность моделирования (интенсивность рассеяния на остаточном газе при малых значениях параметра s очень чувствительна к положению электронной ловушки и форме сектора; не учтена вторичная дифракция рассеянных электронов на краях электронной ловушки и сектора). C другой стороны, ограничена и точность выделения посторонней составляющей из полной экспериментальной интенсивности.

Постороннее рассеяние и его выделение в методе газовой электронографии. В работе предложены алгоритмы разделения аддитивной и мультипликативной фоновых составляющих интенсивностей рассеяния электронов. Предложенная методика позволяет добиться существенного повышения качества обработки экспериментальных данных по сравнению с традиционной, применяемой в ряде исследовательских групп.

Полная интенсивность рассеяния I(s) может быть представлена в виде композиции отдельных вкладов:

I(s) = f (s)Ia (s)(1+ M (s)) + Iext (s) = Ib (s)(1+ M (s)) + Iext (s), (2.1) где f(s) – функция угла раскрытия секторного устройства, а Iext(s) – все прочее рассеяние, которое мы считаем посторонним. Как видно из соотношения (2.1), величина Ib(s), называемая мультипликативным фоном, могла бы быть вычислена на основе Ia(s) и измерений секторной функции (если пренебречь неоднородностью фотоэмульсии, что учесть в общем виде невозможно в принципе), но пока мы будем считать ее неизвестной.

Соотношение (2.1) в общем случае включает три неизвестные функции, которые следует определить. Мы воспользуемся тем обстоятельством, что в серии экспериментов для калибровки длины волны излучения часто пользуются газовым стандартом, и, соответственно, регистрируют дифрактограммы хорошо изученного соединения, для которого вычисление молекулярной составляющей интенсивности рассеяния, M(s) не представляет затруднений. Поставим задачу одновременного определения двух оставшихся функций – Ib(s) и Iext(s). Эта задача, очевидно, также не может быть решена без наложения каких-либо ограничений на искомые функции. Такими ограничениями могут служить критерии гладкости. Как правило, мы ожидаем, что мультипликативный фон Ib(s) и постороннее рассеяние Iext(s) являются медленно меняющимися функциями параметра рассеяния по сравнению с осциллирующей частью M(s). В этом случае можно пытаться определить их из минимизации функционала невязки:

smax min (s)(1+ M (s)) + Iext (s) - I(s)] ds, (2.2) b [I Ib,Iext smin где искомые функции принадлежат заданному классу гладкости (smin и smax – минимальное и максимальное значение стандартной переменной рассеяния электронов, соответственно). Например, они могут быть заданы в параметрическом виде или принадлежать пространству гладких функций; в последнем случае функционал в соотношении (2.2) должен быть дополнен слагаемыми вида:

smax smax dIext dIb const we (s)ds и const wb (s)ds, (2.3) ds ds smin smin где we(s), wb(s) – весовые функции, а константы и порядок производных определяются, исходя из требуемых критериев гладкости. Наконец, для определения длины волны электронов можно в это же выражение ввести дополнительный коэффициент k, и его также внести в список определяемых параметров:

smax min (s)(1+ M (ks)) + Iext (s) - I (s)] ds. (2.4) b [I k,Ib,Iext smin При практическом применении указанного подхода возникают вполне естественные и ожидаемые трудности. Связаны они с тем, что Iext и Ib по отдельности определить весьма трудно (особенно в тех местах, где осцилляции M(s) слабы). Таким образом, необходимо привлечение дополнительной информации об искомых функциях. Из соотношения (2.4) видно, что такой информацией может служить знание секторной функции электронографа f(s); в этом случае Ib(s) = Ia(s)f(s), и определению будет подлежать лишь одна неизвестная функция Iext(s). Учет вида секторной функции имеет и другие преимущества. Как правило, линия фона определяется на основе критериев гладкости (непараметрические методы, в том числе аппроксимация сглаживающим сплайном) либо представляется в виде параметризованной кривой (обычно в виде полинома). Проблема состоит в том, что в профиль зарегистрированных интенсивностей (а тем самым и в форму фоновой линии) входит реальная функция угла раскрытия лепестка секторного устройства, которая может и не удовлетворять критериям гладкости, предъявляемым к линиям фона. Если секторная функция известна, то можно было бы “очистить” от нее измеряемые интенсивности рассеяния электронов.

Выделение постороннего рассеяния с использованием значений секторной функции.

Применение одних лишь критериев гладкости оказывается недостаточным для одновременного определения функций мультипликативного фона и аддитивного рассеяния. Причина этого в том, что секторная функция определяется с некоторой погрешностью, которая вносит весьма существенный вклад при малых углах раскрытия сектора (там, где интенсивность рассеяния электронов особенно высока). Кроме того, в Ib(s) входят дефекты, связанные с неравномерностью фотоэмульсии, которые индивидуальны для каждого изображения и не могут быть учтены заранее. Компромисс может быть найден, если по-прежнему трактовать функцию мультипликативного фона Ib(s) как подлежащую определению, но потребовать ее близости к f(s)Ia(s). Для этого можно решать задачу:

smax max s 2 min [Ib (s)(1+ M (s)) + Iext (s) - I(s)] ds + [Ib (s) - f (s)Ia (s)] w(s)ds, (2.5) Ib,Iext smin smin где весовая функция w(s) связана с точностью измерения секторной функции, а параметр определяется из условия допустимого отклонения функции мультипликативного фона от рассчитанной. В наших расчетах допустимое отклонение задавалось на уровне 1 – 3 %.

0.0.0.0.0.0.0.0.0.0.-0.3 4 5 6 7 8 9 10 11 12 13 14 15 16 17 18 s (1/A) Рис. 2.2. Выделение аддитивной и мультипликативной составляющих постороннего рассеяния. Вверху – экспериментальная (точки) и аппроксимирующая (тонкая линия) интенсивности для CCl4; ниже – функции Ib(s) и постороннего рассеяния Iext(s); вместе с Ib(s) тонкой линией показана предварительно рассчитанная функция f(s)Ia(s). Внизу – кривая разности между экспериментальной и аппроксимирующей интенсивностями (с 10кратным увеличением).

На рис. 2.2 проиллюстрировано выделение аддитивной и мультипликативной составляющих постороннего рассеяния с использованием описанного выше подхода. В этом случае уровень постороннего рассеяния оказывается устойчивым по отношению к вариациям допустимого отклонения фона от рассчитанного и критериев гладкости функции постороннего рассеяния. После устранения постороннего рассеяния по описанной методике, кривая интенсивности была подвергнута стандартной обработке.

При этом R-фактор для sM(s) составил 4,6%, что приближается к теоретической оценке (полученной из ошибок в кривой интенсивностей) в 2,2% (при этом кривая не укорачивалась; расчет проводился от значений стандартной переменной рассеяния s = -1 до s = 20 -1; средние амплитуды колебаний ядер не варьировались).

Для определения устойчивости выделения постороннего рассеяния была проведена серия расчетов с данными экспериментов, в ходе которых стандарт регистрировался наряду с различными исследуемыми веществами. В качестве иллюстрации приведем Интенсивность (усл.ед.) данные электронографического эксперимента, в ходе которого была проэкспонирована серия из пяти фотопленок: первая и последняя – рассеяние на газовом стандарте (CCl4), а между ними – три фотопленки с рассеянием на молекулах нитроэтана. Было выяснено, что постороннее рассеяние в начале и в конце серии качественно совпадает, а количественное повышение уровня аддитивного фона (постороннего рассеяния) в конце серии не превышает 5% от его величины на всем зарегистрированном диапазоне углов рассеяния, что сравнимо с самой точностью определения постороннего рассеяния. По-видимому, это свидетельствует как о сохраняющемся в процессе эксперимента уровне вакуума в колонне электронографа, так и о поддержании количественного соотношения молекул остаточного газа. Таким образом, определенные для стандартов функции постороннего рассеяния могут быть применены и для “очистки” экспериментальных данных, полученных для исследуемого вещества.

Глава 3. Взаимосвязь экспериментальных электронографических данных и результатов квантовохимических расчетов для решения проблемы определения структуры и внутримолекулярной динамики 3.1. Совместное использование экспериментальных и теоретических данных в структурном анализе. Процедуры MOCED, ELED и SARACEN. Масштабирование квадратичных силовых постоянных В разделе дается краткий обзор работ, сыгравших значительную роль в развитии методов совместного использования экспериментальных и теоретических данных (работы Л.

Шефера, С. Самдала, В.П. Новикова, Д. Рэнкина; процедуры MOCED, ELED, SARACEN).

Кратко затронут вопрос эмпирического масштабирования гармонических квантовохимических силовых полей, в настоящее время повсеместно используемых в различных процедурах структурного анализа для расчета амплитуд колебаний пар ядер и динамических поправок к средним межъядерным расстояниям.

3.2. Релаксация скелетных геометрических параметров при движениях большой амплитуды по данным квантовохимических расчетов Рассмотрен ряд методических вопросов, связанных с построением динамических моделей движений большой амплитуды. Квантовохимические оптимизированные зависимости межъядерных расстояний от угла внутреннего вращения, rrel(), которые описывают форму ложбины ППЭ вблизи точки минимума, а не реальные траектории атомов при движениях большой амплитуды, что предполагается в традиционном подходе.

На примере молекулы B2F4 пояснена взаимосвязь релаксации геометрических параметров rrel() и параметров гармонических и ангармонических параметров ППЭ. Форма ППЭ, и, следовательно, релаксационные зависимости, могут быть описаны в виде разложения в ряды с параметрами frr (диагональная квадратичная силовая константа растяжения связи), fr (кубическая константа взаимодействия «растяжение связи – угол внутреннего вращения»), f (кубическая константа взаимодействия «валентный угол – угол внутреннего вращения»), и прочими гармоническими и ангармоническими константами.

Например, в молекуле B2F4 (Рис. 3.1) релаксация геометрических параметров в процессе внутреннего вращения (см. Рис. 3.2) может быть представлена разложением:

2 rrel( )= re + (cos(2n )-1) re + a2 + a4 +... (3.1) n n Эта зависимость приводит к появлению констант взаимодействия в ФПЭ. Обычно предполагается, что силовые константы для жестких фрагментов не зависят от внутреннего вращения (в действительности они претерпевают небольшие изменения, которыми в наших иллюстративных целях вполне можно пренебречь). В рамках этого допущения, поскольку отличается от, можно приближенно записать:

rrel ( ) re 2 frr(r - rrel ) frr(r - re - a2 - a4 ) frr(r - re) - 2a2 frr (r - re)+...

(3.2) Последнее слагаемое в выражении (3.2) описывает взаимодействие «растяжение связи – угол внутреннего вращения» с силовой константой fr = -2a2 frr. Например, в молекуле B2F4 эта константа отрицательна для взаимодействия угла внутреннего вращения с растяжением связи B-F и положительна для взаимодействия угла внутреннего вращения со связью B-B. На примере этой же молекулы рассмотрены некоторые детали построения ППЭ на основе квантовохимических расчетов. Ранее в литературе высказывались утверждения о том, что в молекулах типа B2F4 в процессе внутреннего вращения фрагменты B1B2F3F4 и B1B2B5F6 (см. Рис. 3.1) становятся неплоскими, и возникает неэквивалентность связей B-F и углов BBF. В нашей работе показано, что неплоскостность указанных фрагментов, как и неэквивалентность расстояний и углов, являются следствием внешних ограничений, накладываемых только на одну пару атомов B, при оптимизации геометрических параметров в процессе квантовохимических расчетов.

Y rrel() X re Рис. 3.1. Обозначение атомов Рис. 3.2. Линии уровня ППЭ, релаксация длины в молекуле B2F4. связи B-F и ангармоническое взаимодействие «длина связи – угол внутреннего вращения».

Рассмотрим ситуацию подробнее. Нормальная координата, описывающая внутреннее вращение в молекуле B2F4, симметрична по отношению к координатам всех четырех атомов фтора. В данной работе внешние ограничения сформулированы таким образом, что это условие не нарушается. Вводятся две биссектральные плоскости для двугранных углов F3B1B2F4 и F5B2B1F6 (Рис. 3.1). Теперь торсионная координата может быть определена как двугранный угол между этими двумя биссектральными плоскостями.

Такое определение торсионной координаты сохраняет свою силу как для плоского, так и для пирамидального фрагмента FFBB. Для плоской и для шахматной конфигураций принимает значения 0° и 90°, соответственно. Полная оптимизация геометрических параметров без ограничений на симметрию с применением указанных ограничений не приводит ни к неплоским фрагментам F3B1B2F4 и F5B2B1F6, ни к нарушению эквивалентности расстояний B-F и углов BBF. Причина рассогласований между результатами, полученными ранее, и нашими результатами, проиллюстрирована на Рис.

3.3. Если ограничения накладываются только на один из двух двугранных углов (F3B1B2Fили F4B1B2F6), оптимизированное значение другого угла будет ближе к точке глобального минимума (точки B и C соответствуют конфигурации C2 симметрии со значением энергии, более низким, чем в точке A, соответствующей конфигурации с симметрией D2).

При этом релаксационная зависимость угла F4B1B2F6 от угла F3B1B2F5 лежит вдоль сплошной линии OBD вместо «пути реакции» OAD (пунктирная биссектриса). Отсюда и кажущийся результат, что четыре эквивалентных атома фтора разбиваются на две группы, состоящие из «удерживаемых» и «свободных» атомов фтора, что приводит к попарно различающимся расстояниям B-F и углам B-B-F. Если ограничения накладываются только на один из двух двугранных углов (F3B1B2F5 или F4B1B2F6), оптимизированное значение другого угла будет ближе к точке глобального минимума (точки B и C соответствуют конфигурации C2 симметрии со значением энергии, более низким, чем в точке A, соответствующей конфигурации с симметрией D2). При этом релаксационная зависимость угла F4B1B2F6 от угла F3B1B2F5 лежит вдоль сплошной линии OBD вместо «пути реакции» OAD (пунктирная биссектриса). Отсюда и кажущийся результат, что четыре эквивалентных атома фтора разбиваются на две группы, состоящие из «удерживаемых» и «свободных» атомов фтора, что приводит к попарно различающимся расстояниям B-F и углам B-B-F.

(F4B1B2F6) D C A B O (F3B1B2F5) Рис. 3.3. Оптимизированные значения двугранных углов при наложении различных ограничений. Пунктир OAD - фиксация торсионного угла между биссектральными плоскостями (см. текст). Сплошная OBD - фиксация двугранного угла F3B1B2F5; сплошная OCD - фиксация двугранного угла F4B1B2F6.

Мы подробно остановились на этой проблеме, чтобы подчеркнуть, что надо с осторожностью относиться к использованию результатов, полученных теоретически, и во всяком случае четко осознавать, какие несовершенства включает используемая динамическая молекулярная модель. На основе результатов большого количества квантовохимических расчетов на примере молекулы B2F4 рассмотрены вариации скелетных геометрических параметров при изменении торсионного угла. Показано, что характер релаксационных зависимостей во всех расчетах одинаков, но амплитуды релаксаций могут различаться на несколько десятков процентов.

3.3. Пример вычисления термически средних параметров для молекулы с движением большой амплитуды. О необычном соотношении амплитуд в молекуле нитроэтана Среднее любой функции F(q, ), зависящей от координат малых колебаний, q, и от движений большой амплитуды, , может быть вычислено следующим образом:

F(q, ) = (q, )P( )P (q, )dqd, (3.3) F где P (q, ) - плотность вероятности для многомерного гармонического или ангармонического осциллятора, различная для каждого из квазиконформеров, P( ) - плотность вероятности для параметра большой амплитуды. Таким образом, в соответствии с определением, среднее межъядерное расстояние, rg, может быть найдено как:

r = r(q, ) = g r(q, )P( )P (q, )dqd = r ( )P( )d, (3.4) 0 g где r ( ) = g r(q, )P (q, )dq - среднее межъядерное расстояние квазиконформера, вообще говоря, различное для каждого из них. Для квадрата амплитуды межъядерных расстояний (опять же, в соответствии с определением амплитуды) может быть получено следующее выражение:

2 l = (r - r ) = [r(q, ) - r ] P( )P (q, )dqd g g = P( )l ( )d + P( )[r ( ) - r ] d. (3.5) g g Здесь первый член – это средний квадрат амплитуды по всем квазиконформерам (с “остановленным” внутренним вращением), а второй появляется вследствие того, что для разных квазиконформеров rg(), вообще говоря, не совпадает со средним по всем состояниям (плотность вероятности “размывается” внутренним вращением, в том числе релаксационными поправками).

Рис. 3.4. Обозначение атомов в молекуле нитроэтана.

Проиллюстрируем полученный результат на примере внутреннего вращения нитрогруппы в молекуле нитроэтана. Рисунок молекулы и обозначение атомов представлено на Рис. 3.4. Суммирование плотностей вероятности P0(r(C5...O3 ),q, ) для квазиконформеров, соответствующих значениям от 0 до 90°, представлено на Рис. 3.5.

2.4 2.6 2.8 3.0 3.2 3.2.4 2.6 2.8 3.0 3.2 3.4 3.6 3.сумма r(C5...O3) r(C5...O) Рис. 3.5. Суммирование плотностей Рис. 3.6. Влияние релаксационных вероятности распределения межъядерных эффектов на плотности вероятностей расстояний (С5 … O3) в квазиконформерах, для ближнего (С5 … O3) и соответствующих значениям от 0 до 90°. дальнего (С5…O4) расстояний.

Величины, рассчитанные по формулам (3.2) и (3.3), составляют 0,158 и 0,173 , соответственно, т.е. амплитуда ближнего пика ниже, чем дальнего. Для сравнения приведем рассчитанные нами значения амплитуд C2…O расстояний для плоского квазиконформера. Они составляют 0.109 и 0.069 соответственно, т.е. амплитуда для ближнего расстояния существенно превышает амплитуду для дальнего, что вполне обычно. Особо отметим, что вклад релаксационных эффектов в выражение (3.3) является заметным, что также может быть проиллюстрировано Рис. 3.6. В пренебрежении релаксационными эффектами амплитуды для C2…O расстояний были бы примерно той же величины, т.е. превышали 0,15 , но соотношение между ними было “традиционным”, т.е. амплитуда колебаний ближнего расстояния C…O больше, чем дальнего. В реальной же ситуации происходит, как мы видим, наоборот. Таким образом, учет геометрических искажений в процессе движений большой амплитуды представляется принципиально важным при построении динамических молекулярных моделей.

3.4. Варианты эмпирического масштабирования ангармонической части функции потенциальной энергии и их теоретическое обоснование В разделе на примере молекул нескольких классов соединений выполнено сравнение рассчитанных ангармонических квантовохимических силовых полей. Выяснена эмпирическая закономерность, свидетельствующая о том, что завышение диагональных кубических и квартичных силовых постоянных примерно пропорционально завышению квадратичных силовых постоянных, что позволяет ввести соответствующую процедуру масштабирования ангармонических силовых констант.

Предпринята попытка теоретического обоснования указанной закономерности на основе сопоставления результатов вычисления силовых постоянных различных порядков в методе Хартри – Фока и в методе наложения конфигураций.

Глава 4. Исследование равновесной структуры и внутримолекулярной динамики В главе 4 приводятся примеры исследований равновесной структуры и внутренней динамики 23 молекул соединений различных классов на основе теоретических моделей, экспериментальных разработок и методических приемов, описанных в предыдущих главах. Основным экспериментальным методом исследований является газовая P(r) P(r) электронография; при наличии привлекались также экспериментальные данные микроволновой и колебательной спектроскопии. Неотъемлемой частью исследований является широкое использование результатов квантовохимических расчетов структуры и силовых полей молекул.

4.1. Внутреннее вращение и равновесная структура нитроалканов и их производных 2-метил-2-нитропропан. Молекула 2-метил-2-нитропропана может рассматриваться как тестовый объект, поскольку ранее методом микроволновой спектроскопии было установлено, что высота барьера внутреннего вращения в этой молекуле составляет 202,5(2,0) кал/моль (71 см-1). Равновесная структура этой молекулы ранее не была установлена. Термически средние параметры, определённые ранее электронографическим методом, в частности, среднее значение угла поворота NO2 группы, равное 16,5 (3,3)°, не позволяют судить о положениях минимумов и максимумов на кривой ФПЭ.

2-нитропопан. Выполненные ранее экспериментальные исследования 2-нитропопана противоречивы. В спектроскопическом исследовании (J.R. Durig, J.A. Smooter Smith, Y.S.Li, F.M.Wasacz // J. Mol. Struct. 1983. V. 99. P. 45) утверждается, что данные колебательных спектров и температурная зависимость микроволновых спектров свидетельствуют о почти свободном внутреннем вращении NO2 группы. Однако, найденные в этой работе эффективные вращательные постоянные согласуются только с конформером, в котором одна из N = O связей затеняет C – H связь. В электронографическом исследовании был сделан вывод о том, что экспериментальные данные не противоречат модели заторможенного вращения, однако для структурного анализа была использована так называемая «статическая модель», применение которой привело к утверждению о том, что нитрогруппа расположена несимметрично между проекциями двух связей C – C.

а) б) в) Рис. 4.1. Равновесная структура 2-метил-2-нитропропана (а), 2-нитропропана (б), нитроэтана (в).

Нитроэтан. В ранее выполненных спектроскопических исследованиях нитроэтана (J. Ekkers, A. Bauder, Hs.H. Gnthard // Chem. Phys. Letters. 1973. V. 22. P. 249; P. Groner, R. Meyer, A. Gnter, R. Khne, Hs.H. Gnthard // Chem. Phys. 1974. V. 5. P. 136; P. Groner, R. Meyer, Hs.H. Gnthard // Chem. Phys. 1975. V. 11 P. 63) сделан вывод о том, что внутреннее вращение в этой молекуле практически свободное, и высота барьера не превышает нескольких обратных сантиметров. В микроволновом исследовании (первая из перечисленных работ) не удалось не только расшифровать структуру молекулы нитроэтана, но даже найти вращательные постоянные.

В настоящей работе определено, что равновесная структура нитроэтана соответствует плоскому CCNO2 фрагменту, и высота барьера ППЭ лежит в области от до 200 см-1. Форма ППЭ допускает некоторые вариации в сторону как уширения области ППЭ вблизи минимума, так и ее зауживания, что коррелирует соответственно с понижением или повышением барьера по сравнению с ППЭ в форме простой косинусообразной зависимости.

Таблица 4.1. Равновесные структурные параметры для метилзамещенных нитрометана.

2-метил-2структурный параметр нитроэтан 2-нитропропан нитропропан re(N=Osyn), 1.213 (4) 1 1.222 (4) 1 1.226 (5) re(N=O), 1.215 1 1.221 1 1.226 re(С-N), 1.503 (11) 2 1.501 (5) 2 1.520 (3) re(C-Csyn), 1.509 2 ------ 1.515 re(C-C), ------ 1.516 2 1.521 125.9 (0.6) 124.8 (0.4) 124.3 (0.4) e O=N=O, ° ------ ------ 111.5 (0.4) e C-C-Csyn, ° ------ 112.8 (1.1) 111.3 e C-C-C, ° ------ 108.7 (1.0) 106.4 (0.4) e N-C-C, ° 112.3 (1.1) ------ 109.4 e N-C-Csyn, ° конформация син-C син -H син -C высота барьера внутреннего вращения, 120 (50 – 200) 380 (220 – 560) 70 (0 – 200) см-Указатели 1... 4 обозначают параметры, варьировавшиеся в группах.

Величины в скобках соответствуют трем стандартным отклонениям, 3.

мнк В 2-нитропропане барьер внутреннего вращения NO2 – групп лежит в области 2– 560 см-1. В 2-метил-2-нитропропане период ФПЭ: V = (V6 2)(1- cos6), равен 60°.

Высота барьера менее 200 см-1 соответствует экспериментальным электронографическим данным, причем наиболее вероятное значение барьера составляет 70 см-1, что практически совпадает с результатом спектроскопического исследования (P.R.R. Langridge-Smith, R. Stevens, A.P. Cox // J. Chem. Soc. Faraday II, 1980. V. 76. P. 330). Таким образом, для молекул типа симметричного волчка возможности газовой электронографии в определения барьера внутреннего вращения существенно уступают в точности спектроскопическим методам. Однако, для молекул типа асимметричного волчка использование экспериментальных электронографических данных позволяет получить достаточно надёжную информацию о потенциале внутренного вращения. Основные равновесные структурные параметры метилзамещенных производных нитрометана представлены в Таблице 4.1.

Бромнитрометан и 2-бром-2-нитропропан. Особенностью дифракционных данных бромсодержащих молекул является очень низкий вклад молекулярной составляющей в полную интенсивность рассеяния электронов. Как следствие, получаем высокий уровень шумов, большие значения невязки, очень слабую чувствительность экспериментальных данных к динамическим параметрам и высокую погрешность структурных параметров.

При расшифровке экспериментальных данных в качестве основной была принята конфигурация, в которой положение плоскостей NO2 группы и фрагмента NCBr ортогонально. Основные структурные параметры этих молекул представлены в Таблице 4.2.

Таблица 4.2. Равновесные структурные параметры бромнитрометана и 2-бром-2-нитропропана.

структурный бромнитрометан 2-бром-2-нитропропан параметр re(С-N)1, 1,526(7) 1,528(5) re(C-C) 1, - 1,482(5) re(N-O), 1,191(5) 1,215(6) re(С-Br), 2,077(4) 1,945(4) 128,7(1,5) 127,4(1,4) ONO, ° - 110,7(0,8) CCN, °.

- 111,8(0,7) CCBr, °.

Оптимизировались в группе. Величины в скобках соответствуют трем стандартным отклонениям 3.

мнк 1-нитропропан. В молекуле 1-нитропропана внутреннее вращение вокруг связи C(CH3)– C(N) существенно заторможено, барьер ~ 4 ккал/моль, и возможно сосуществование двух конформеров (см. Рис. 4.2).

Расшифровка электронограмм выполнялась в предположении о существовании двух конформеров, однако предположение о наличии анти-конформера в количестве, превышающем 10%, приводит к существенному ухудшению согласования экспериментальных и теоретических кривых интенсивности рассеяния. Соответственно, определены могут быть лишь параметры гошконформера.

Рис. 4.2. Анти- и гош-конформеры 1-нитропропана (внутреннее вращение относительно связи C(CH3)–C(N)).

Основные структурные параметры гош конформера этой молекулы принимают следующие значения: re(N–O)среднее = 1,222(3) , re(C–N) = 1,489(5) , re(C–C(N)) = 1,517(6) , re(C–C(H3)) = 1,521(6) .

2-нитроэтанол. Экспериментальные данные позволяют обнаружить существование только одного из 6 неэквивалентных ротамеров молекулы 2-нитроэтанола, стабилизированного водородной связью. Согласно квантовохимическим расчетам, он примерно на 1 ккал/моль более стабилен по сравнению с каким-либо другим ротамером.

Внутреннее вращение NO2 группы в нитроэтаноле существенно заторможено благодаря наличию внутримолекулярной водородной связи, барьер составляет 500±300 см-1.

Рис. 4.3. Син-C конфигурация наиболее стабильного гош конформера молекулы 2-нитроэтанола.

Получены следующие значения основных структурных параметров: re(С-N)/re(CC)/re(C-O) = 1,505(7)/1,525(7)/1,415(7) , re(N-O3)/re(N-O4) = 1,232(5)/1,224(5); eONO = 125,5(1,1)°, eNCC = 112,7(1,8)°, eCCO10, = 111,7(0,5)° (Величины в скобках соответствуют трем стандартным отклонениям 3. Здесь и далее через наклонную мнк черту указаны параметры, варьировавшиеся в группах).

4.2. Структурно-динамические исследования тиофена, тиаарсола, 2-хлор-3-нитротиофена В приближении малых ангармонических амплитуд колебаний определена равновесная структура молекул тиофена и тиаарсола (Рис. 4.4).

б) а) Рис. 4.4. Равновесная конфигурация и нумерация атомов в молекулах тиофена (а) и тиаарсола (б) Тиофен. Решение обратной структурно-динамической задачи для молекулы тиофена (уточнение силовых и равновесных геометрических параметров) производилось несколькими способами. В качестве уточняемых выбирались наборы параметров, полученных из различных квантовохимических расчетов, строились независимая и зависимая системы колебательных координат, использовались различные способы представления силовых матриц в зависимой системе координат, различные наборы силовых множителей. Значения основных геометрических параметров практически всех расчетов структурного анализа очень близки друг к другу, их различия не выходят за пределы экспериментальных погрешностей уточняемых параметров. Окончательные равновесные значения полученных структурных параметров представлены в Таблице 4.3.

Таблица 4.3. Основные равновесные структурные параметры тиофена и 1,2-тиаарсола.

Тиофен 1,2 - тиаарсол структурный структурный значение значение параметр параметр re(C–H)среднее, 1,087(5) re(C–H)среднее, 1,071(11) re(C4=C5), 1,372(3) re(С5 – С4), 1,374( 6) re(C3–C4), 1,421(4) re(С3–С4), 1,407( 6) re(S1–C5), 1,704(2) re(S1–C5), 1,702( 3) re(As2–C3), 1,820( 3) re(S1–As2), 2,193( 1) 92,4(2) 96,9(3) C2S1C5, ° As2S1C5, ° 111,6 89,5(4) S1C2C4, ° S1As2C3, ° Тиаарсол. В молекуле тиаарсола экспериментальному уточнению подвергались пять длин связей в кольце: S–C, S–As, As–C, C3–C4, C4–C5, углы eCSAs и eSAsC, а также средняя равновесная длина связей C–H. Полученные значения параметров также приведены в Таблице 4.3. Так же, как и в молекуле тиофена, результаты экспериментального уточнения равновесной геометрии молекулы 1,2-тиаарсола практически не зависят от уровня используемых квантово-химических расчетов.

2-хлор-3-нитротиофен. В большинстве квантовохимических расчетов минимум ФПЭ приходится на плоскую конфигурацию. В большинстве расчетов методом B3LYP значение высоты барьера лежит в интервале 1510 – 1560 см-1; в большинстве расчетов методом MP2 – группируется вблизи 1100 см-1. Единственное исключение представляет расчет MP2/6-311++G(d,p), в котором минимум ФПЭ приходится на конфигурацию с углом поворота нитрогруппы вблизи 30.

Рис. 4.5. Плоская конфигурация молекулы 2-хлор-3-нитротиофена.

Плоская конфигурация полностью может быть охарактеризована 17 параметрами.

С учетом наложенных 8 ограничений (варьирование близких расстояний в группах, а также одинаковые инкременты для некоторых углов) число независимых геометрических параметров было сокращено до 9. При доверительном интервале 99%, высота барьера внутреннего вращения находится в области от 700 см-1 до 1600 см-1, а наиболее вероятное значение равно 1000 см-1.

Экспериментальная и теоретическая функции радиального распределения, а также разность между ними представлены на Рис. 4.6.

F(r) расстояние, эксперимент теория разность Рис. 4.6. Функции радиального распределения для молекулы 2-хлор-3-нитротиофена (теория, эксперимент и разность между ними c двукратным увеличением).

Таблица 4.4. Основные равновесные структурные параметры 2-хлор-3-нитротиофена.

структурный структурный значение, значение, ° параметр параметр 1,074 (11) 1) 91,9 (5) re(C4-H6) e C2SC1,073 (11) 1) 110,0 (6) re(C5-H7) e SC2C1,225 (5) 2) 112,4 (5) re(N-O10) e SC5C1,227 (5) 2) 111,3 (7) re(N-O11) e C3C4C1,361 (3) 3) 114,4 (8) re(C4-C5) e C2C3C1,375 (3) 3) 116,9 (6)5) re(C2-C3) e C3NO1,402 (3) 3) 118,5 (6)5) re(C3-C4) e C3NO1,436 (3) 3) 118,5 (5) re(C3-N) e SC2Cl 1,701 (3) 4) 119,9 (3) re(C2-Cl) e SC5H1,712 (3) 4) 121,1 (7) re(C5-S) e C4C3N 1,715 (3) 4) 123,3 (4) re(C2-S) e C3C4H124,6 (6) e ONO 125,4 (4) e C5C4H124,6 (6) e C2C3N 127,7 (3) e C4C5H131,5 (6) e C3C2Cl...1)…5) обозначает параметры, уточнявшиеся в группах Значения основных равновесных структурных параметров 2-хлор-3-нитротиофена приведены в Таблице 4.4.

4.3. Структурно-динамические исследования соединений различных классов Тетрафтордиборан. Одно из преимуществ разрабатываемого нами подхода – возможность в рамках единой процедуры, с помощью одного набора геометрических и силовых параметров, описывать экспериментальные данные, полученные при разных температурах, проиллюстрировано в работе на примере молекулы B2F4 (см. Рис. 3.1). Для каждого из двух расстояний “сопло ампулы испарителя - фотопластинка“ были получены по две электронограммы для трех температур: –80°C, 22°C и 150°C (дальнее расстояние) и –50°C, 22°C и 150°C (ближнее расстояние). Все 12 имеющихся кривых обрабатывались одновременно. Ряд методических вопросов, исследованных на примере этой молекулы, обсуждался в Главе 3. На основе обработки экспериментальных данных сделан вывод не только о величине барьера ФПЭ внутреннего вращения (160±50 см-1), но и выбрана предпочтительная форма ФПЭ. Уточнены равновесные структурные параметры этой молекулы: re(B-F) = 1,309(2) , re(B-B) = 1,719(4) , eBBF = 121,1(1)°.

1,4-дисилациклогекса-2,5-диен. На примере молекулы 1,4-дисилациклогекса-2,5-диена (Рис. 4.7) с низкочастотным колебанием цикла (фундаментальная частота 25 (B1u) 71cm-1 ) выполнено сравнение двух моделей.

Таблица 4.5. Параметры равновесной геометрической конфигурации (тип симметрии D2h) молекулы 1,4-дисилациклогекса-2,5-диена (межъядерные расстояния - в , углы - в градусах) структурный I II параметр re(Si-C) 1,860(2) 1,861(2) re(C=C) 1,347(3) 1,346(3) re(Si-H) 1,503(10) 1,498(10) re(C-H) 1,069(10) 1,074(10) eCSiC 110,0 (3) 109,9(3) eHCC 116,0 (10) 116,7(10) eHSiH 108,4 (10) 107,9 (10) Рис. 4.7. Нумерация атомов в молекуле 1,4-дисилациклогекса-2,5-диена.

I – модель малых ангармонических амплитуд колебаний;

II – ангармоническая модель с адиабатическим отделением низкочастотного колебания.

Модель (I) основана на приближении малых ангармонических амплитуд колебаний, в модели (II) к этому добавляется адиабатическое отделение низкочастотного колебания. Как видно из Таблицы 4.3, различия в данном случае незначительны, что свидетельствует о применимости ангармонической модели малых колебаний для описания низкочастотных деформаций цикла (колебания 25 (B1u)). Как следует из сопоставления моделей I и II для молекул 1,4-циклогексадиена и 1,4-диоксациклогекса2,5-диена (1,4-диоксина), решающую роль играет не только значение фундаментальной частоты перехода – во всех трех молекулах они довольно близки, но и форма ФПЭ вблизи минимума. В частности, в молекуле 1,4-диоксина фундаментальная частота перехода равна 69 см-1, однако форма ФПЭ далека от квадратичной аппроксимации. Как следствие, различия в теоретических интенсивностях рассеяния, построенных на основе двух вышеупомянутых моделей, оказываются существенными. В рассматриваемой же молекуле 1,4-дисилациклогекса-2,5-диена форма ФПЭ с очень высокой точностью описывается квадратичной функцией вплоть до значений порядка 1000 см-1.

В данной главе на примере ряда простых молекул (CH3F, CO2, C3O2, SO2, PbCl2, PbBr2, AsF5, SF6) рассмотрены также возможности оценки параметров ангармонических силовых полей на основе электронографических данных.

Таким образом, представленные в главе 4 результаты определения равновесной структуры и внутримолекулярной динамики для 23 молекул различных классов показывают эффективность предложенной теории (Глава 1), динамических моделей (Глава 3), и методики первичной обработки экспериментальных электронографических данных, описанных в главе 2.

Глава 5. Газовая электронография с временным разрешением. Исследование неравновесных ансамблей молекул 5.1. Краткий обзор развития дифракционных методов с временным разрешением Газовая электронография с временным разрешением –новый метод структурнодинамических исследований, имеющий принципиальные отличия от метода традиционной газовой электронографии как в области аппаратуры и выполнения эксперимента, так в плане постановки задач, молекулярных моделей, методов теоретической обработки.

Метод дифракции электронов с временным разрешением, TRED, Time Resolved Electron Diffraction (A.A. Ischenko, V.P. Spiridonov, L. Schfer, J.D. Ewbank // J. Mol. Struct. 1993. V.

300. P. 115) или UED, Ultrafast Electron Diffraction (A.H. Zewail. 2000. In Les Prix Nobel:

The Nobel Prizes 1999, ed. T. Frangsmyr, p.103. Stockholm: Almqvist, Wiksell), открыл возможности изучения когерентной ядерной динамики лазеро-возбужденных молекул и промежуточных состояний мономолекулярных реакций, индуцированных в поле лазерного излучения. Использование пикосекундных и фемтосекундных электронных импульсов предопределило в дальнейшем развитие метода дифракции рентгеновских лучей с временным разрешением (UXD), сверхбыстрой электронной микроскопии с временным разрешением (UEM), динамической просвечивающей электронной микроскопии (DTEM). Введение времени в дифракционные методы и разработка принципов исследования когерентных процессов в пространстве четырёх измерений (пространственно-временном 4D континууме) открыло возможности исследования когерентной ядерной динамики не только свободных молекул, но и конденсированных сред. В целом это предопределило создание и развитие новой области физической химии – когерентной структурной динамики или когерентной химии (Бучаченко А.Л.// Успехи химии. 1999. V. 68, C. 99), для которой совокупность спектральных и дифракционных методов, основанных на различных физических принципах и взаимодополняющих друг друга, является в настоящее время основным инструментом исследования. В данном разделе диссертации приводится краткий обзор развития дифракционных методов с временным разрешением.

5.2. Влияние кулоновского взаимодействия в электронном сгустке на определяемые структурные параметры Переход в методе TRED или UED к временному разрешению порядка 10 пс и менее ставит ряд вопросов, связанных с оценкой точности определения динамических параметров исследуемых систем на основе анализа зависящей от времени интенсивности рассеяния электронов. Использование сверхкоротких импульсов ведет к необходимости увеличивать общее время экспозиции и удлинению времени накопления дифракционной картины. Эту тенденцию можно в известной мере компенсировать увеличением количества электронов в каждом импульсе. Увеличение числа электронов, однако, ограничено кулоновским отталкиванием между ними, которое ведет, с одной стороны, к искажению дифракционной картины, а с другой - к увеличению длительности самого импульса.

Принципиальная схема дифракционного эксперимента с временным разрешением представлена на Рис. 5.1. В работе предложен метод оценки деформации дифракционной картины, вызванной кулоновским отталкиванием электронов в сгустке зондирующего электронного импульса длительности менее 100 пс и влиянием этого эффекта на точность определения межъядерных расстояний в исследуемой динамической молекулярной системе.

X 2l Д МЛ () К З Y ks s R ko Z - V МЛ л e r r 4 s = k0 - ks = sin образец Рис. 5.1. Определение координат рассеяния электронов. – угол рассеяния, () – поправка к углу рассеяния, вызванная кулоновским отталкиванием в зондирующем электронном сгустке; ko и ks – волновые векторы для падающих и рассеянных электронов соответственно; s – вектор передачи импульса в лабораторной системе координат XYZ; - длина волны электронов. К – катод, З – анод, МЛ – магнитные линзы, Д – диафрагма; л – длительность лазерного импульса, e – длительность электронного импульса; l - полуось электронного сгустка в направлении его движения, R – полуось электронного сгустка в поперечном направлении.

Описание модели. Нами были приняты следующие допущения:

• Ввиду малой доли рассеянных электронов от их общего числа в зондирующем электронном импульсе (J.D. Ewbank, L. Schfer, A.A. Ischenko // J. Mol. Struct. 2000. V.

524. P. 1–49) мы будем учитывать их взаимодействие только с электронами первичного электронного сгустка, не претерпевающими рассеяния. Причем, число последних будем считать неизменным.

• Относительное движение электронов в зондирующем электронном сгустке определяется функцией плотности распределения заряда и потенциалом кулоновского взаимодействия. Обозначим исходную скорость электронов в пучке через vz. При энергии электронов 50 кэВ их скорость составляет ~ 1/3 скорости света. При этом нерелятивистская динамика применима с точностью ~ 10%. В наших расчетах мы пренебрегаем релятивистскими поправками и используем обычные преобразования Галилея при переходе к системе отсчета, движущейся вместе с электронным сгустком.

• Вычисления будем проводить в приближении малых углов рассеяния, что является обычным приближением для установок, используемых в методе TRED (UED).

R R R R , пс Рис. 5.2. Зависимость максимального числа электронов в импульсе от его длительности при заданной погрешности определения структурных параметров r / r = = 0,001 для четырех значений поперечного размера зондирующего электронного сгустка R (мм).

Энергетический метод расчета поправок к углу рассеяния электронов. Влияние кулоновского взаимодействия на угол отклонения рассеянного электрона может быть вычислено по теории возмущений. К искажению дифракционной картины приводит (1) ( только радиальная скорость Тогда, поправка к углу рассеяния = vx1) / vz оказывается равной:

11 U (R) (1) = U (R) =, (5.1) mvz 2 где - исходная кинетическая энергия электрона. Формула (5.1) чрезвычайно проста и сводит задачу вычисления величины кулоновского искажения дифракционной картины к вычислению распределения электростатического потенциала в электронном сгустке.

Интересно, что поправка к углу рассеяния в уравнении (5.1) обратно пропорциональна самому углу рассеяния, т.е. вносит такие искажения в дифракционную картину, которые не могут быть устранены простым масштабированием межъядерных расстояний.

В работе получено выражение для максимального числа электронов в импульсе (Nmax) от его длительности при заданной погрешности определения структурных параметров r / r = = 0,001 для четырех значений поперечного размера зондирующего электронного сгустка R (мм) как функции длительности электронного импульса, определяемого как e = 2l / vz, где vz -скорость движения электронного сгустка. Соответствующая зависимость показана на Рис. 5.2.

5.3. Проявление неравновесности внутримолекулярного распределения колебательной энергии в рассеянии быстрых электронов молекулами В качестве объекта изучения неравновесных ансамблей выбрана молекула гексафторида серы, молекулярные параметры которой надежно установлены как спектроскопическими, так и электронографическим методом. Эта молекула является также одним из основных объектов, активно исследуемых методами лазерной спектроскопии высоковозбужденных состояний.

Основываясь на результатах спектроскопических исследований, нами предложена следующая модель ансамбля рассеивающих молекул.

• Возбуждение осуществляется лазерным излучением на частоте, близкой к частоте колебаний (t ) молекулы гексафторида серы.

3 1u • При невысоких уровнях возбуждения (среднее число квантов, поглощенных молекулой, n 3 5) время, в течение которого происходит внутримодовая релаксация колебательной энергии, существенно меньше времени межмодовой релаксации.

Таким образом, распределение по энергетическим уровням в каждой колебательной моде , в том числе и в моде (t ), возбуждаемой лазерным излучением, подчиняется i 3 1u больцмановскому закону, но со своей эффективной колебательной «температурой» Ti, которую можно приближенно определить, используя известное соотношение Планка:

T = hc k ln(1+ g n ), (5.2) i i i i где i, gi и n – частота колебаний, кратность вырождения и среднее число заполнения i соответствующей i-ой моды. Предельная величина газокинетического параметра, определяющего существование такого ансамбля, равна 1,5 мксТорр, и соответствует почти бесстолкновительному режиму.

• Возбужденные электронные состояния молекулы существенно не заселяются при ее колебательном возбуждении, так что для описания внутримолекулярных движений ядер можно ввести адиабатический потенциал.

Учитывая тот факт, что время рассеяния электронов на исследуемой молекулярной мишени достаточно мало и составляет 10-18 с (для единичного акта рассеяния) при обычных значениях ускоряющего напряжения 40 – 100 кэВ, пренебрегаем изменением состояния ансамбля в процессе рассеяния электронов. Таким образом, в рамках принятой модели для вычисления интенсивностей рассеяния электронов на неравновесном ансамбле можно воспользоваться общим формализмом, изложенным в Главе 1. Однако различие заключается в том, что при вычислении средних значений нормальных координат следует учесть, что каждое нормальное колебание будет характеризоваться своей эффективной «температурой» (5.2). При более высоких уровнях возбуждения моды , соответствующих n 5 квантов на молекулу, формируется второй ансамбль «горячих» молекул, в котором поглощенная энергия достаточно быстро перераспределяется по всем колебательным степеням свободы (Алимпиев С.С. и др. // Письма в ЖЭТФ, 1983. V. 38. P. 349).

Для исследования проявлений эффектов неравновесности в дифракционной картине были выполнены следующие численные эксперименты.

1. Модельная кривая молекулярной составляющей интенсивности рассеяния sM(sT,n ) рассчитывалась в предположении, что вся колебательная энергия локализована в возбуждаемой моде . С помощью генератора случайных чисел на модельную кривую накладывался гауссов шум, составляющий 0,1 – 10% от величины интенсивности рассеяния электронов, и предполагалось, что такие кривые моделировали данные эксперимента. Теоретические (подгоночные) кривые sM(sT), рассчитываемые для равновесного случая, использовались для аппроксимации модельной кривой при ~ некоторой оптимальной температуре T, соответствующей минимуму функционала невязки. Эффекты неравновесности проявляются характерными зависимостями межъядерных расстояний и амплитуд колебаний пар ядер от среднего уровня возбуждения молекул ансамбля, что находит свое отражение как в интенсивностях рассеяния электронов, так и в функции радиального распределения. Эффекты неравновесности уже при n =1 значительно превышают уровень точности регистрации интенсивности, а при n = 5 величина R-фактора достигает 28%. При решении обратной задачи – определении среднего числа квантов n в моде - можно определить с точностью ~ 1% при уровне шумов до 10%.

2. На следующем этапе анализировалось проявление эффектов неравновесности при возбуждении других колебательных мод, а также перераспределение колебательной энергии из моды на ближайшие резонансы, например, (e )+ (t ), 2 (t1u ) и др.

3 2 g 6 2u Характер проявлений этих эффектов различен для каждой колебательной моды. В связи с этим была предпринята попытка решения обратной задачи для более общего случая в предположении различных уровней возбуждения, но не выше трех квантов во всех шести колебательных модах SF6. Было показано, что в этом случае точность определения n i резко зависит от уровня шума в модельной кривой sM(s n ) и даже для недостижимой i пока точности измерения интенсивности рассеяния ~0,1% средняя точность определения n одновременно во всех шести колебательных модах составляет ~ 9%. Однако i уменьшение числа определяемых значений n до 2 даже при уровне шума ~10% дает i точность определения n 1%.

i 3. При увеличении уровня возбуждения моды выше n = 5 происходит очень быстрая термолизация энергии по всем колебательным степеням свободы молекулы SF6.

По-видимому, длительность этого процесса лежит в пикосекундном временном интервале.

Для установления возможности наблюдения такого процесса методом электронографии с временным разрешением, нами был проделан расчет, в котором модельная кривая sM(sT,n ), соответствующая различным степеням термолизации колебательной энергии * из , аппроксимировалась кривой интенсивности sM(sT ), рассчитанной для случая полной термолизации энергии, первоначально запасенной в моде . Результаты такого расчета показывают, что при точности определения интенсивности рассеяния электронов ~ 0,1% можно наблюдать эффекты неравновесности такого типа при 5%-ном превышении остаточной энергии в моде над ее равновесным значением.

5.4. Электронографическое исследование лазерно-возбужденных молекул гексафторида серы Модель, обсуждавшаяся в разделе 5.3, была использована нами для исследования перераспределения колебательной энергии в молекулах SF6, находящихся в поле CW COлазера (экспериментальные данные предоставлены проф. Л. Бартеллом, США). Нами показана возможность определения независимым образом лишь трёх групп параметров:

T = T T, T и T = T = T T. Попытка одновременного определения всех T 1 2 1,2 3 4 5 6 4,5,6 i для шести колебательных мод молекулы SF6 не привела к успеху. Среди условий, в которых проводились эксперименты, отметим сравнительно большие значения времени, в течение которого молекулы остаются в рассеивающем объёме ( 1 мкс) и высокое давление паров SF6. По-видимому, это приводит к тому, что в области рассеяния электронов молекулами устанавливается несколько иное распределение колебательной энергии в ансамбле молекул, чем при импульсном возбуждении в бесстолкновительных условиях (V.N. Bagratashvili, V.S. Doljikov, V.S. Letokhov, E.A. Ryabov. Laser Induced Processes in Molecules // Springer, New York, 1979, p. 179). При наиболее низких давлениях (PN ~ 66 и 165 Торр) колебательная энергия в основном находится в валентных модах , и , отвечающих изменениям межъядерных расстояний S – F. При этом 2 деформационные колебания , и остаются практически «холодными». По4 5 видимому, это является результатом неполного V-T/R обмена, приводящего к быстрому «охлаждению» деформационных мод. При увеличении давления наблюдается тенденция к выравниванию температур между всеми колебательными степенями свободы. Однако даже при таких высоких давлениях, как PN = 604 Торр, остается некоторый отрыв колебательной температуры возбуждаемой моды от температуры деформационных мод и, следовательно, некоторая неравновесность в распределении колебательной энергии. Такая особенность, по-видимому, связана с использованием непрерывного источника возбуждения. Это приводит к тому, что молекулы сверхзвуковой струи SF6 постоянно находятся в области возбуждения.

5.5. Перспективы развития метода Метод дифракции электронов с временным разрешением (TRED или UED) открыл новые возможности прямого определения структуры и динамики ядер с пространственным разрешением до десятых долей пикометра и временным разрешением от нано до фемтосекунд в различных областях химии, биологии, науке о материалах; для вещества, находящегося как в газовой, так и в конденсированной фазе.

Исследование когерентной динамики ядер методом дифракции электронов с временным разрешением. Ранее были выполнены теоретические исследования, позволяющие описать эволюцию дифракционной картины электронов, рассеянных ансамблем молекул, возбужденных импульсом лазерного излучения. Однако представленная теория даёт некую идеализированную картину, когда молекулы из основного состояния полностью переносятся на возбуждённое состояние и в явном виде не рассматривается взаимодействие молекул с полем лазерного излучения. Развитая ранее теория метода TRED (UED) дополнена учётом процесса взаимодействия между молекулярным ансамблем и полем лазерного излучения в явном виде.

Интерференционный член, возникающий в интенсивности молекулярного рассеяния электронов при когерентном возбуждении исследуемой молекулярной системы даёт принципиальную возможность определения недиагональных элементов матрицы плотности. Таким образом возможно получить качественно новую информацию о когерентной ядерной динамике молекулярной системы при анализе развёрнутых временных последовательностей дифракционных интенсивностей рассеянных электронов, наблюдаемых методом TRED (UED). В частности, провести томографическое восстановление молекулярного квантового состояния исследуемой системы.

Томография молекулярного квантового состояния. В соответствии с основными принципами квантовой механики, состояние отдельной молекулы нельзя определить экспериментальным путем. Тем не менее, для ансамбля одинаковым образом подготовленных систем возможно определить их оператор состояния - матрицу плотности. Матрица плотности и функция плотности вероятности в фазовом пространстве - функция Вигнера имеют взаимнооднозначное соответствие, которое описывает максимум имеющейся статистической информации. Метод дифракции электронов с временным разрешением (TRED или UED) может быть использован в томографическом восстановлении молекулярного квантового состояния (когда используется термин молекулярное квантовое состояние, мы подразумеваем квантовое состояние ансамбля подобным образом подготовленных молекул). Дифракционные интенсивности метода TRED имеют прямое соответствие с зависящей от времени функцией плотности вероятности распределения межъядерных расстояний P(r,t). В методе TRED импульсный источник электронов используется для зондирования ансамбля подобно подготовленных ансамблей частиц в определённой временной последовательности. Синхронизированные импульсы электронов и возбуждающие лазерные импульсы дают стробоскопическую картину развивающегося процесса. Таким образом, вводится дополнительная переменная – время в дифракционные измерения.

Становится возможным исследование когерентной динамики ядер в лазеро-возбуждённых системах, переходном состоянии химической реакции, динамики молекулярных волновых пакетов. TRED может быть использован для зондирования динамики волновых пакетов – когерентной суперпозиции квантовых состояний, создаваемых короткими оптическими импульсами с контролируемой фазой. Следовательно, открываются новые возможности прямого наблюдения когерентной ядерной динамики возбуждённой молекулы, поскольку неупругое рассеяние быстрых электронов происходит на аттосекундной шкале времени и представляет неразрушающий метод зондирования. Зависящие от времени интенсивности молекулярного рассеяния электронов M(s,t), получаемые методом TRED при когерентном возбуждении исследуемой молекулярной системы дают принципиальную возможность определения элементов матрицы плотности и томографического восстановления молекулярного квантового состояния исследуемой системы при анализе развёрнутых временных последовательностей дифракционных интенсивностей рассеянных электронов (A.A. Ischenko, L.Schafer, J.D. Ewbank, Proc. SPIE, 1998, v. 3516, pp. 580-587).

Сверхбыстрая электронная кристаллография и сверхбыстрая электронная микроскопия - два новых метода исследования структурной динамики вещества. Эти методы позволяют исследовать переходные неравновесные структуры, которые дают определяющую информацию для понимания процессов фазовых переходов и когерентной динамики ядер в твёрдом состоянии, поверхности, макромолекулярных систем. В последние годы интенсивно развивается применение этих методов для исследования динамики нанообъектов, находящихся в поле лазерного излучения (A.H. Zewail // Ann.

Rev. Phys. Chem. 2006. V. 57. P. 65).

Разработанная нами теория рассеяния электронов использована при анализе экспериментальных электронографических данных метода TRED (UED) при исследовании когерентной динамики ядер неравновесных ансамблей молекул, находящихся в поле мощного лазерного излучения (А.А.Ищенко, Б.Г.Сартаков, В.П.Спиридонов, Ю.И.Тарасов. // Химическая физика. 1986. V. 5. № 3. P. 299; A.A.

Ischenko, L.Schafer, J.D.Ewbank. // J. Phys. Chem. A.1998. V. 102. P. 7329).

Программы структурного анализа Рlate – пакет первичной обработки цифровых образов, с помощью которого был подготовлен основной экспериментальный материал и выполнен ряд методических исследований.

Eldiff – пакет совместной обработки экспериментальных данных газовой электронографии, колебательной и микроволновой спектроскопии, а также результатов квантовохимических расчетов на основе формализма параметров ППЭ (жесткие молекулярные системы).

Large – пакет совместной обработки экспериментальных данных и результатов теоретических расчетов нежестких молекул.

Интернет ресурс: ed-lab.narod.ru Выводы 1. В работе развита теория, позволяющая проводить определение равновесной структуры и внутримолекулярной динамики, основанная на совместном использовании данных метода электронографии и спектральных исследований в единой процедуре, основанной на общем для данных методов представлений о ППЭ молекулярной системы.

2. Разработаны новые теоретические подходы, позволяющие эффективно использовать в единой процедуре экспериментальные данные электронографического метода, колебательной спектроскопии и квантовохимических расчётов для определения характеристик энергетического распределения молекул в исследуемом ансамбле.

3. Создана методика обработки экспериментальных электронографических данных, которая позволяет определять либо параметры ППЭ (при известном энергетическом распределении молекул), либо параметры самого энергетического распределения, если структура молекул, составляющих ансамбль, известна.

4. Внедрена в практику структурных исследований система единых моделей, позволяющих в рамках согласованной процедуры одновременно уточнять геометрические и силовые молекулярные параметры на основе дифракционного и спектроскопического эксперимента, а также результатов квантовохимических расчетов.

5. Разработана методика использования результатов квантовохимических расчетов в структурном анализе нежестких молекул (связь искажений геометрических параметров жестких фрагментов в процессе движений большой амплитуды, корректное описание термически средних параметров нежестких молекул на основе параметров ППЭ).

6. Решена задача моделирования рассеяния быстрых электронов на остаточном газе в колонне электронографа, определены величины вкладов этого постороннего рассеяния в регистрируемые интенсивности рассеяния электронов; разработана методика выделения вклада постороннего рассеяния из экспериментальных электронографических данных.

Разработана методика определения характеристической кривой регистрирующих систем.

7. Выполнен комплексный анализ экспериментальных электронографических данных и определена равновесная структура молекул различных классов, которые могут быть описаны как на основании приближения малых ангармоничеких колебаний вблизи минимума ППЭ, так и структурно нежёстких систем, характеризующихся сложным рельефом ППЭ, в рамках единого подхода: молекулы нитропроизводных - 2-метил-2нитропропан, 2-нитропропан, нитроэтан, бромнитрометан, 2-бром-2-нитропропан, 1нитропропан, 2-нитроэтанол; тиофен и его производные - тиаарсол, 2-хлор-3 нитротиофен; бензол, парафторбензальдегид, 1,4-дисилациклогекса-2,5-диен, CH3F;

оксиды - CO2, C3O2, SO2; галогениды – (BF2)2, PbCl2, PbBr2, AsF3, AsF5, SF6.

8. Проведён анализ искажений дифракционной картины, возникающих вследствие межъэлектронных взаимодействий в зондирующих электронных сгустках метода TRED (UED), и определены допустимые параметры электронных импульсов в целях ограничения искажений дифракционной кривой в заданных границах ошибки определения молекулярных параметров.

Благодарности Автор считает своим приятным долгом выразить сердечную благодарность своему научному консультанту Анатолию Александровичу Ищенко. Хочу также искренне поблагодарить своих коллег, в соавторстве с которыми была получена основная часть результатов, вошедших в диссертационную работу, и прежде всего Игоря Викторовича Кочикова, Дмитрия Михайловича Ковтуна, Аркадия Александровича Иванова, Бориса Константиновича Новосадова, Гульнару Маратовну Курамшину, Наталью и Юргена Фогт, Анатолия Григорьевича Яголу.

Список основных статей по теме диссертации 1. Ищенко А.А., Спиридонов В.П., Тарасов Ю.И. Электронографическое исследование лазерно-возбужденных молекул SF6 // Химическая физика. 1987. Т. 6. № 1. С. 27-33.

2. Ищенко А.А., Спиридонов В.П., Тарасов Ю.И., Згурский А.В. Исследование короткоживущих соединений и структурной кинетики фотовозбуждения методом стробоскопической электронографии // Межвузовский сборник научных трудов "Строение и свойства молекул". Иваново. 1988. С. 63-77.

3. Ischenko A.A., Spiridonov V.P., Tarasov Yu.I., Struchebryukhov A.A. The cumulant method in diffraction analysis of polyatomic molecules // The Journal of Molecular Structure. 1988.

V. 172. № 3-4. P. 255-24. Ischenko A.A., Tarasov Yu.I., Spiridonov V.P. On the determination of equilibrium geometries and potential functions of simple polyatomic molecules from electron diffraction.

Structural Chemistry. 1990. V. 1. № 1. P. 217-225.

5. Tarasov Yu.I., Spiridonov V.P. Approximate approach to the anharmonic analysis of molecules by electron diffraction // The Journal of Molecular Structure. 1996. V. 376. № 1-3.

P. 207-216.

6. Тарасов Ю.И., Тюлин В.И., Спиридонов В.П. Применение оценочных параметров силового поля на основе бэджеровской модели в электронографическом анализе молекул // Вестник Московского университета, сер. 2, Химия. 1997. Т. 38. № 4.

С. 219-222.

7. Spiridonov V.P., Tarasov Yu.I., Novosadov B.K., Nikitin O.Yu., Maslov I.V. A practical method for diffraction analysis of equilibrium geometries of molecules without refined force fields // The Journal of Molecular Structure. 1997. V. 413-414. P. 463–470.

8. Kochikov I.V., Tarasov Yu.I., Kuramshina G.M., Spiridonov V.P., Yagola A.G., Strand T.G.

Regularizing algorithm for determination of equilibrium geometry and harmonic force field of free molecules from joint use of electron diffraction, vibrational spectroscopy and ab initio data with application to benzene // The Journal of Molecular Structure. 1998. V. 445. № 1-3.

P. 243-258.

9. Kochikov I.V., Tarasov Yu.I., Spiridonov V.P., Kuramshina G.M., Yagola A.G., Saakjan A.S., Popik M.V., Samdal S. Extension of a regularizing algorithm for determination of equilibrium geometry and force field of free molecules from joint of electron diffraction, molecular spectroscopy and ab initio data on systems with large–amplitude oscillatory motion // The Journal of Molecular Structure. 1999. V. 485-486. P. 421-443.

10. Kochikov I.V., Tarasov Yu.I., Spiridonov V.P., Kuramshina G.M., Saakjan A.S., Yagola A.G. The use of ab initio anharmonic force fields in experimental studies of equilibrium molecular geometry // The Journal of Molecular Structure. 2000. V. 550-551. P. 429-438.

11. Тарасов Ю.И., Кочиков И.В., Спиридонов В.П., Курамшина Г.М., Саакян А.С.

Масштабирование кубических силовых постоянных в электронографическом структурном анализе на примере молекулы C4H4S // Вестник Московского университета, сер. 2, Химия. 2001. Т. 42. № 2, С. 95-99.

12. Кочиков И.В., Тарасов Ю.И., Спиридонов В.П., Курамшина Г.М., Саакян А.С., Пентин Ю.А. Использование результатов неэмпирических расчетов в электронографических исследованиях равновесной структуры молекул // Журнал физической химии. 2001. Т.

75. № 3. С. 461-466.

13. Kochikov I.V., Tarasov Yu.I., Spiridonov V.P., Kuramshina G.M., Rankin D.W.H., Saakjan A.S., Yagola A.G. The equilibrium structure of thiophene by the combined use of electron diffraction, vibrational spectroscopy and microwave spectroscopy guided by theoretical calculations // The Journal of Molecular Structure. 2001. V. 567-568. P. 29-40.

14. Новосадов Б.К., Тарасов Ю.И., Кочиков И.В., Курамшина Г.М., Спиридонов В.П., Пентин Ю. А. Теоретическое исследование крутильного колебания и равновесной структуры молекулы тетрафтордиборана // Журнал физической химии. 2001. Т. 75. № 11. С. 1988-1991.

15. Dakkouri M., Kochikov I.V., Tarasov Yu.I., Vogt N., Vogt J., Bitschenauer R. Equilibrium structure and large amplitude motion investigation of 1,4-disilacyclohexa-2,5-diene by means of electron diffraction, vibrational spectroscopy data and ab initio results // The Journal of Molecular Structure. 2002. V. 607. № 2-3. P. 195-206.

16. Kochikov I.V., Tarasov Yu.I., Vogt N., Spiridonov V.P. Large-amplitude motion in 1,4-cyclohexadiene and 1,4-dioxin. Theoretical background for joint treatment of spectroscopic, electron diffraction and ab initio data // The Journal of Molecular Structure.

2002. V. 607. № 2-3. P. 163-174.

17. Kochikov I.V., Tarasov Yu.I. Equilibrium Structure and Internal Rotation in B2F4 from Electron Diffraction and Spectroscopic Data and Quantum Chemical Calculations // Structural Chemistry. 2003. V. 14. № 2. P. 227-238.

18. Новосадов Б.К, Тарасов Ю.И., Ковтун Д.М., Кочиков И.В. Вычисление молекулярных силовых постоянных второго и высших порядков с учетом электронных корреляций и проблема масштабирования хартри–фоковских значений силовых постоянных // Журнал структурной химии. 2003. Т 44. № 4, С. 593-600.

19. Новосадов Б.К., Кочиков И.В., Тарасов Ю.И. Расчет моментов термически средней плотности распределения межъядерных расстояний многоатомных молекул. // Журнал физической химии. 2004. Т. 78. № 1. С. 44-48.

20. Тарасов Ю.И., Кочиков И.В., Ковтун Д.М., Фогт Н., Новосадов Б.К., Саакян А.С.

Определение равновесной структуры жестких молекул электронографическим методом. Равновесная геометрическая конфигурация молекулы 1,2-тиаарсола по данным метода газовой электронографии и квантово-химических расчетов // Журнал структурной химии. 2004. Т. 45. № 5. С. 822-829.

21. Новосадов Б.К., Кочиков И.В., Тарасов Ю.И. Новый метод расчета моментов термически средней плотности распределения межъядерных расстояний многоатомных молекул с помощью интегрального уравнения Блоха // Журнал структурной химии. 2005. Т. 46. № 5.

С. 813-821.

22. Новосадов Б.К., Кочиков И.В., Тарасов Ю.И. Теория и расчет ангармонических поправок второго порядка функции плотности распределения межъядерных расстояний многоатомной молекулы // Журнал физической химии. 2006. Т. 80. № 8.

С. 1457-1460.

23. Кочиков И.В., Тарасов Ю.И., Иванов А.А. К вопросу об определении характеристических кривых регистрирующих устройств, используемых в газовой электронографии // Журнал структурной химии. 2007. Т 48. № 3. С. 598-603.

24. Тарасов Ю.И., Кочиков И.В., Ковтун Д.М.. Моделирование рассеяния на остаточном газе в электронографическом эксперименте // Журнал структурной химии. 2007. Т. 48.

№ 3. С. 604-608.

25. Kochikov I.V., Kovtun D.M., Tarasov Y.I. A new software for processing the radial symmetric diffractograms // Вычислительные методы и программирование. 2008. Т. 9. С.

12-18.

26. Tarasov Yu.I., Kochikov I.V., Vogt N., Stepanova A.V., Kovtun D.M., Ivanov A.A., Rykov A.N., Deyanov R.Z., Novosadov B.K., Vogt J. Electron diffraction and quantum chemical study of the structure and internal rotation in nitroethane // The Journal of Molecular Structure. 2008, V. 872, № 2-3, P. 150-165.

27. Тарасов Ю.И., Кочиков И.В., Иванов А.А., Ковтун Д.М., Рыков А.Н. Постороннее рассеяния и его выделение в методе газовой электронографии // Журнал структурной химии. 2008. Т. 49. № 3. С. 430-435.

28. Тарасов Ю.И., Кочиков И.В., Иванов А.А., Ковтун Д.М., Журко Г.А. Конструирование оптимального секторного устройства и определение его параметров в методе газовой электронографии // Журнал структурной химии. 2008. Т. 49. № 3. С. 436-442.

29. Ищенко А.А., Попов В.Л., Тарасов Ю.И. Исследование когерентной динамики ядер методом дифракции электронов с временным разрешением. I. Влияние кулоновского взаимодействия в электронном сгустке на определяемые структурные параметры // Известия вузов. Химия и химическая технология. 2008. том 51. № 11. С. 56-62.

30. Tarasov Yu.I., Kochikov I.V., Kovtun D.M., Ivanov A.A. Internal rotation and equilibrium structure of 2-nitropropane from gas electron diffraction and quantum chemistry // The Journal of Molecular Structure. 2009. V. 921. № 1–3. P. 255-263.






© 2011 www.dissers.ru - «Бесплатная электронная библиотека»

Материалы этого сайта размещены для ознакомления, все права принадлежат их авторам.
Если Вы не согласны с тем, что Ваш материал размещён на этом сайте, пожалуйста, напишите нам, мы в течении 1-2 рабочих дней удалим его.