SISTEMAS NÃO-OCT AÉDRICOS - Estrutura dos dos Metais

Estrutura dos dos Metais

6.6 SISTEMAS NÃO-OCT AÉDRICOS

É claro que, nem todos os compostos de íons de metais de tran- sição se apresentam envolvidos por íons ou moléculas em simetria octaédrica. Outras geometrias comuns são: plana quadrada, tetraé- drica, trigonal, tetragonal e linear ; em cada um dos arranjos, os ele- mentos que perturbam (denominados ligantes) produzem o seu desdobramento característico. Na Fig. 6.8 aparecem alguns dêsses.

A simetria tetraé drica está Intimamente relacionada com a simetria

octaédrica. A Fig. 6.8a mostra como se pode construir um tetraedro

colocarido os ligantes em quatro vértices adequados de um cubo. Nesse diagrama, os eixos x e y são normais às faces laterais e o eixo z

é normal à base passando pelo centro. Os pequenos quadrados mostram a posição dos ligantes em simetria octaédrica com as distâncias metal-ligante iguais às do tetraédro. Note que os ligantes em dis- posição tetraédrica não coincidem com os lobos dos orbitais d z2 e d ; x2- y2

e é mais provável que perturbem os outros três orbitais d. Não é, então

muito surpreendente saber que o desdobramento se inverte quando a simetria octaédrica é substituída pela tetraédrica, embora confessemos que não seja possível chegar a esta conclusão a partir das figuras. Aqui precisamos simplesmente aceitar os resultados dos tratamentos ma- temáticos mais rigorosos, os quais, mostram também que o desdobramento associado com a simetria tetraédrica é menor do que aquêle associado à octaédrica; o que é lógico, já que o número de ligantes é menor. Para cargas (de ligantes) e distâncias equivalentes:

Valôres espetroscópicos EEC C num EECC num de t. para

J 1 . teórico campo _campo

os íons para o íon octaédrico octaédrico hexahidratados.

Íon Configuração isolado. MB fraco forte eV

Ca2+(Cerne do Ar )'83dO O O O Sc2+(Cerne do Ar )183dl 1.73 %6 %6 Ti2+(Cerne do Ar )'83d 2 _2.83 %6 %6 V2+ (Cerne do Ar )183d3 _3.87 %6 %6 1.56 Cr2+(Cerne do Ar )'8 3d· 4.90 %6 % 6 -W 1.72 Mn2-l(Cerne do Ar)183d6 _5.92 _O 1 % 6 _-W' _0.97 Fe2+(Cerne do Ar)183d8 4.90 %6 1 % 6 _-W" 1.29 Co2+(Cerne do Ar)'83d7 _3.87 %6 _{% 6}_-W'" 1.15 Ni2+(Cerne do Ar)'83d8 2.83 %6 %6 1.05 Cu2+(Cerne do Ar)'83dD 1.73 %6 %6 1.56 Zn2+(Cerne do Ar )183d1O O O O 4 ~t etro

= -

9~oct

onde o sinal negativo significa a inversão dos níveis dos orbitais. A Fig. 6.8b ilustra as mudanças que ocorrem no desdobramento

quando, começando com um octaedro perfeito, aumentamos as dis- tâncias metal-ligante ao longo do eixo z para formar um sistema com simetria tetragonal e, depois, por remoção completa dêsses ligantes,

A simetria trigonal é obtida quando, começando com um octaedro perfeito, redefinimos a posição dos eixos x, y e z como indica a Fig. 6.8c,

e comprimimos ou distendemos a figura sólida ao longo do eixo z, retendo as distâncias entre os ligantes e mantendo os planos dos tri- ângulos (superior e inferior) paralelos. Para um octaedro perfeito, o ângulo f 3 _{vale 54,7°, para a compressão} f 3_{é maior e para a distensão} f 3

é menor. O caso extremo em quef 3 =0° cor responde a um campo de

simetria linear , quando f 3 =90°, todos os ligantes f icam no plano x y

formando um campo de simetria plana hexagonal perfeita em volta

do metal.

Alguns dêsses modelos de diagrama de desdobramento são empre- gados nos exercícios no fim do capítulo.

6.7 SISTEMAS COM MAIS QUE UM ELÉTRON d;

CAMPOS CRISTALINOS FORTES E FRACOS

As car acterísticas gerais de todos os diagramas de desdobramento discutidos até aqui são as mesmas quando o íon metálico possui mais que um elétron d. Entretanto, precisamos agora considerar a existência

de interações dos elétrons d entre si e o efeito desta na energia de esta-

bilização do campo cristalino.

Inicialmente consideramos o caso de um íon com dois elétrons d

numa posição de simetria octaédrica. Já sabemos o que vai acontecer com o primeiro elétron d. O segundo simplesmente se juntar á ao pri-

meiro, no nível de energia mais baixo, como indica a Fig. 6.9, ocupando um orbital separado de acôrdo com a regra de Hund, e o sistema atingirá uma E E C C total de 2(2/5~), i.e., 4/5~. Já que a configuração de spin é a mesma que do íon isolado, não haverá efeitos energéticos signi- ficativos devido a mudanças nas interações entre os elétrons d. Um

terceir o elétron d deverá se comportar de modo semelhante e aumenta a EECC de mais 2/5~.

Um quar to elétr on d, entretanto, é obrigado a tomar uma dificil

decisão: êle pode ir para o nível de energia mais baixo e se emparelhar com um dos elétrons que já estão lá (vencendo uma repulsão), ou pode ir para um nível mais alto e menos estável e permanecer desempa-

--- ---_-- --- - -~--- _-- --- ----_---

--- ?

Fig.6.8 Outr os campos de simetria além do octaédrico. (a) Um arranjo tetraédr ico de ligantes (círculos pr êtos) r elativamente a um ar r anjo-octaédrico (quadrado s) e o s diagr amas de desdobramento associados; (b) arr anjos de simetr ia - octaédr ica, tetr a- gonal e plana quadr ada e seus d iagramas de d esdo br amento; (e) um ar ranjo tr igonal de ligantes e os diagr amas de desdo br amento associados com var iações em f 3 de 90° a 0°.

Campos

fracos Atomosisolados Camposfortes

, \-1-1 /

1.1._/

d 2 \ (Ti++' y3+) \-1.1._ , , , --'o I '

'\-1.1.-1__ /

.1..1.-1/ d 3 \ (Cr 3+, MnH) •••

.1-1-1

1 . _ , : '

'\.1..1. .1-1_/

.1..1.1.: d 4 ••• (Mn3+,Cr H) \1...1.1. .1.-1" , \.1..1..1. -1.1/ .1..1-1/ dS \ (MnH, Fe3+) \1 ..1.1. Campos

fracos Atomosisolados Camposfortes

-1-1" ,: \1. .1.1.1. .1/ 1..1..1/ d 6 ••• (FeH , Co3+)

\lJL.1

,.1._

, , . 1 . . . 1 . .,

\'.1 .1

1 . .1 .1 ./ .1.1L.1/ d 7 ••• (Co ++) "'1.1.1 ,.1..1. .1.-1 ' \\. 1 J L1..1. 1./ Jl.lj/ d8 ••• (Ni H)

\1 J L J L

.11

-

, JLl \\1

J L J L J L .l, :'

JLJLj/

d 9 ••• (Cu++)

\lJL.l

) 1 ...1

, .1.1"

\.1

J L J L .1 l

j/

1.11 /

d 10 ••• (Cu+, Zn++)

\jULJ.

relhado. Se êle vai para o nível mais ba ixo, a esta bilidade do sistema aumenta de 2 / 51:1 menos a energia de interaçã o, ou trabalho W , que

precisa ser gasto quando os elétrons se emparelh am. Se o elétron vai para o nível mais alto , a configuração de spin do íon isolado, que é muito estável, é mantida (não há perd as devido à interação de elétrons), mas,3 / 51:1é subtraído da EECC do sistema. A decisão do quarto elétron

(e do quinto, sexto, etc.) é determinada pelo val or do par âmetro de desdobramento 1 : 1 (a assim chamada int ensidad e do campo cristalino)

relativamente ao trabalho T v , de emparelhament o. Dois casos extremos podem ser destacados e muitos , mas não todos, sistemas de metais de transição caem num dêles. Em geral, se 1 : 1 é muito grande (se o campo

é forte), os elétrons tenderão a se emparelhar nos níveis mais baixos à custa das energias de r epulsão e formam o que se chama configurações de spin bai xo. Se o campo é muito fraco (se 1 : 1 é pequeno) então os elé-

trons d reterão a sua configuraç ão de máximo spin; é o caso de spin alto e, neste caso , sacrificam a sua EECC. Mais especlficamente, para

o caso d 4_, _se _3 / 51:1_{f ôr maior que} _{8 / 51:1-} _T v ,_{então a configuração spin}

alto será favorecida. Se fôr menor, a favorecida será a configuração de spin baixo .

As distribuições dos elétrons em campos fortes e fracos para tôdas as configurações d n _{estão indicadas na Fig . 6.9. Obser ve-se que, para}

campos fortes, os elétrons sempre emparelham primeiro no nível mais baixo preenchendo -os completamente antes de entrar no nível mais

alto. Para campos fracos, cada orbital, seja de alta ou baixa energia recebe um elétron antes que comece qualqu er emparelhamento. As configurações de campo fraco sempre apresentam o mesmo esquema de emparelhamento que os íon s livres.

6.8 FATÔRES QUE INFLUENCIAM A INTENSIDADE

DO CAMPO

A intensidade do campo em volta de um í on depende, em grande parte do ligante, do seu tamanho, formato e da distância ao íon me- tálico. De estudos dos espetros de absorção , é possível dispor muitos dos ligantes comuns, no que se chama sé rie es petroquímica , parte da

qual, em ordem crescente de poder de desdobramento do ligante , é: 1- < Br- < Cl- < F- < H₂0 ~ 02- < NH₃ ~ CN-

Portanto, o íon complexo [FeF

6 J 3 -

com o ligante fraco F- existe numa configuração de spin alto, como aliá s mostram as medidas do seu momento de dipolo magnético. f J . é apr oximadamente 6 MB, con-

sistente com a presença de cinco elétrons desemparelhados num campo octaédrico fraco. Por outro lado, o íon [Fe(CN)6J3 -, de geometria semelhante, tem um fl de aproximadamente 1,7 MB, consistente com

uma configuração de spin baixo e um elétron desemparelhado. O campo forte dos íon CN- causa um emparelhamento máximo dos cinco elétrons d do Fe3+ no, nível de energia mais baixo. Acidental-

mente, êste exemplo mostra também, como a teoria do campo cristalino explica a variação das propriedades magnéticas de um mesmo íon metálico em diferentes compostos; fenômeno êste que anteriormente nos deixava perplexos.

O poder de desdobramento de um ligante particular é determinado por quão próximo os elétrons perturbadores podem se aproximar dos

orbitais d do íon do metal de transição. Isto, por sua vez, depende

do tamanho do ligante e da sua capacidade de sofrer polarização. Ligantes grandes e pesados não podem se aproximar tanto do íons metálicos como os menores; êles se encostam uns nos outros e não se aproximam. A combinação dêste efeito com um quociente pequeno entre carga e volume (potencial iônico) faz com que funcionem como agentes perturbadores menos efetivos.

Sob o campo atrativo exercido por cátions metálicos carregados positivamente, as nuvens eletrônicas em certos ligantes podem ser

distorcidas em direção ao metal, aumentando a perturbação dos elé- trons d. Ligantes altamente eletronegativos (ávidos por elétrons) re-

sistem à distorção (polarização) e é de se esperar que sejam menos efetivos no poder de desdobramento.

Apesar dessas racionalizações, o poder de um ligante nem sempre pode ser satisfatoriamente previsto. Deveríamos esperar, com base no tamanho e potencial iônico, que o

r,

fôsse um ligante mais fraco que o F-. Por outro lado, como o F é mais eletronegativo, deveríamos esperar que o 1- fôsse mais polarizável e, conseqüentemente, o ligante mais forte. Os resultados experimentais indicam o 1- é mais fraco, e a principal conclusão que podemos tirar de tudo isto é que, aqui, como em tôda a química, a última palavra está com a experiência.

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Fig, 6,10 Valôres experimentais e "corrigidos" dos calores de hidratação dos cátions bivalentes dos metais de transição,

dades fisicas dos metais de transição são colocadas em função do número atômico. A Fig. 6.10 ilustra tal variação para os calores de hidratação dos cátions bivalentes. O calor de hidratação, E h , representa o aumento

total na estabilidade sofrida por um íon isolado quando êle é envolvido por cêrca de seis moléculas de água em solução, isto é:

6H zO ...-)o Tr [(H

ZO)6JZ+

+

E h

E h é a energia que precisa ser suprida ao íon complexo para (teori-

camente) reverter o processo de hidratação. Se não conhecêssemos os efeitos do campo cristalino, deveríamos esperar que esta energia aumen- tasse lenta e suavemente do Caz+ ao Zn z+ devido à atração do ligante pela carga efetiva do íon metálico, que aumenta contInuamente. Embora

todos os íons da série sejam formalmente divalente, as suas cargas efetivas

não são

+

2. Do Caz + do Zn z +, a carga nuclear aumenta regularmente,

porque cada aumento é apenas parcialmente cancelado pelo aumento no número de elétrons d externos. Os elétrons d apresentam um efeito de blindagem relativamente pequeno. A curva experimental da energia de hidratação apresenta dois picos distintos, com um mínimo ocor- rendo no Mn z +. Se subtrairmos dessa curva a energia de estabilização

do campo cristalino dos cátions bivalentes num campo fraco (usando as expressões das energias de estabilização e os valôres de L i da Tab. 6.1, devidamente convertidos em kilocalorias por moI), o resultado é a curva relativamente suave esperada com base nos argumentos acima. O afastamento observado (os dois picos) é devido simplesmente à

estabilidade extra atingida pelos elétrons d num campo octaédrico.

6.9 EXPLICAÇÃO DAS CURVAS DAS PROPRIEDADES

FÍSICAS DOS METAIS DE TRANSIÇÃO EM FUNÇÃO DO NÚMERO ATÔMICO.

Um dos maiores sucessos da teoria do campo cristalino é a expli- cação satisfatória dos dois picos observados quando muitas proprie-

Curvas semelhantes mostrando tendências no raio iônico, energia de reticulado, energias de dissociação das moléculas gasosas, cons- tantes de estabilidades dos íons complexos e mesmo velocidades de reação nas superficies dos compostos dos metais de transição foram explicados com elegância pela teoria do campo cristalino. Descrições de alguns dêsses efeitos podem ser encontradas nas referências no fim do capítulo, enquanto outros são desenvolvidos na seção de exer cícios.

as posições remanescentes, sejam octaédricas ou tetraédricas, são ocupadas pelos íons Fe3+ (um espinélio invertido).

Infelizmente, embora a teor ia e os resultados experimentais ca- minhem lado a lado no exemplo acima e em muitos outros sistemas, isso nem sempre é verdade. Freqüentemente os espinélios não caem em nenhuma das duas categorias tão bem definidas, mas são mistos, indicando um jôgo muito complicado de fôrças ao invés de uma análise simples como a feita acima. Atualmente, é muito ativa a pesquisa em tôrno dos espinélios e estruturas r elacionadas.

A teoria do campo cr istalino trouxe uma certa ordem na teor ia dos sistemas de óxidos de metais complexos denominados es piné lios.

Êstes têm fórmula ger al M2+M/+04, onde M pode ser Mn, Fe, Co

ou muitos outros íons de metais (de transição ou não). M2+ e M3+ podem representar dois metais diferentes ou o mesmo metal em dois estados de oxidação. Por exemplo os óxidos Fe304 e Mn304 são espinélios, cujas fórmulas podem ser escritas de modo mais explícito como Fe2+Fe23+04 e Mn2+Mn/+04.

Os reticulados dos espinélios contém dois tipos de posições di- f erentes par a os íons metálicos: um têr ço do númer o total das posições metálicas é envolvido por um tetr aedr o de íons 02 - e dois têr ços por um arr anjo octaédr ico. Distinguem-se dois tipos extremos de espi- nélios: um es pinélio normal com todos os íons M2 + em posições tetraé-

dricas e todos os M3+ em posições octaédricas (a fórmula per mite isso) e um espinélio invertid o com os íons M3 + ocupando tôdas as posições

tetraédr icas e metade das octaédricas enquanto que os íons M2 + ficam nas posições octaédricas r estante.

Tendo isso em mente, perguntamos por que o óxido Mn304 é

um es pinélio normal enquanto o Fe304 é invertido. Admitindo que os

íons 02-, semelhantemente às moléculas de água, pr oduzem um campo f r aco, a res posta é então bastante simples: enquanto que o Mn2 +(d5₎

e o Fe3 + (d5₎_{num campo f r aco não adquirem, se ja em posições octaé-}

dricas ou tetraédricas, uma EECC líquida, o Mn3+ (d4₎_{e o Fe2+} _(d6₎

o fazem. Como para distâncias e ligantes equivalentes, d oer é maior

que d r er r a, os íons com configur ação d4 e d6 ocuparão preferencial-

mente posições octaédricas, maximizando a EECC do sistema. Por-

tanto, para o Mn304, todos os íons Mn3+ (d4₎ estão em posições

octaédricas e todos osMn2_+(d5₎ _{em posição tetr aédricas (um es pinélio}

normal). Para o F e304, todos os íons Fe2 +(d6 ) estão em posições

octaédricas mas, já que não existem suf icientes íons Fe2 + para ocupá-l os,

Lado a lado com um dos resultados gerais da mecânica quântica, conhecido como teorema de Jahn-Teller, a teoria do campo cristalino abriu o caminho para explicar porque certos compostos de metais de transição de coordenação seis apresentam-se distorcidos em relação à simetria octaédrica perfeita. O teorema de Jahn-Teller , numa forma simplif icada, estabelece que a natureza não g osta de estados funda- mentais representados por orbitais degenerados e distorcer á o sistema de tal modo a remover a degenerescência. Um exemplo de estado fundamental r epresentado por orbital degenerado é a configuração dI

num campo octaédr ico; tal sistema a presenta um orbital degenerado de terceira ordem, porque há três maneiras diferentes pelas quais podemos distribuir o elétron entre os orbitais de mesma energia (e também de menor energia). A configuração d 2 _{(com elétr ons desemparelhados)}

também apresenta degenerescência de terceira ordem. Entretanto, a configuração d 3 do mesmo meio, é não-degenerada. (Lembre-se que

os elé t rons são indistinguíveis, enquanto que os símbolos d xy, d xz, d yz

implicam que podemos dar um símbolo aos orbitais independentemente.)

Grande parte da evidência de haver distor ção do tipo Jahn-Teller foi obtida com compostos contendo o íon Cu2+. A sua configuração d 9 ,

seja. num campo octaédrico forte ou fraco, apr esenta uma degene- rescência de orbital de segunda ordem no nível superior de energia. As duas configurações possíveis são: I,(d x2 -y2 f (d z2 )1 e lI,(d X 2 - y2 )1 (d z2 )2 .

Na distribuição I, os dois ligantes ao longo do eixo z estão menos protegidos da carga nuclear do metal, e, conseqüentemente, podem se aproximar mais, resultando num octaedro distorcido com duas dis- tâncias metal-ligante curtas e quatro longas. À medida que os ligantes se movem (a proximando-se), êles perturbam cada vez mais o elétron d z2

Embora o modêlo iônico explique os aspectos centrais dos espetros de absorção de muitos compostos dos metais de transição, os resultados experimentais nem sempre concordam exatamente. Em muitos compostos, as distâncias metal-ligante reais são muito menores do que a soma dos raios iônicoso Energias de reticulado calculadas para muitos dos sais e óxidos dos metais de transição (mesmo com correções bastante elaboradas) são muito diferentes dos valôres experimentais. Tôdas essas ciiferenças podem ser atribuídas ao efeito da covalência, i.e., espalhamento ou deslocalização das nuvens eletrônicas entre o metal e os ligantes. A idéia de covalência parcial nesses compostos não é surpreendente, já que sabemos que poucos sistemas se enquadram nas duas categorias extremas: puramente iônico e puramente covalente. A teoria dos orbitais moleculares dos compostos dos metais de transição leva em conta a mistura entre as nuvens de elétrons do metal e do ligante e, conseqüentemente, muitos químicos preferem êsse modêlo no lugar do modêlo iônico. Entretanto, os cálculos baseados na teoria dos orbitais moleculares não demonstraram sucesso maior na explicação quantitativa das propriedades dos compostos dos metais de transição do que aquêles baseados no modêlo iÔÍlicoo

Par a construir orbitais moleculares para um complexo com con- figuração octaédrica, admitimos que seis ligaçõesa podem ser formadas por recobrimento dos orbitais dos ligantes com orbitais metálicos diretamente ao longo dos eixos x, y e z: 4 s , 4p x, 4p y, 4p. , 3d .2 , 3 d x2 _ y2 . Pode-se admitir que os orbitais 3d xy , 3d xz e 3d y z são não-ligantes ou que, em alguns sistemas, podem ser usados para formar OM n por um recobrimento lateral com orbitais p dos ligantes.

A Figo6.12 ilustra um diagrama de energia dos orbitais moleculares para um complexo octaédrico onde, por simplicidade, somente são

considerados os OMa. Os seis orbitais metálicos e os seis orbitais dos

ligantes se fundem para formar seis orbitais ligantes parcialmente degenerados (cujos níveis de energia estão indicados por aI' a2 e (3)

e seis OM antiligant es (com níveis indicados por ai , a! e aj). Elétrons, tanto do metal como dos ligantes, ocupam êsses OM o Por exemplo,

no íon complexo [Ti (H20)6J3+, um par isolado em cada uma das seis moléculas de água contribui para a formação da ligação a, preenchendo o mais baixo dos seis orbitais moleculares na Figo6 .12.O nível não-ligante

d contém o elétron Ti3+(d1_). _{O espetro de absorção do [Ti(H20)6J3+ é}

agora atribuído a uma transição da degenerescência tripla do estado fundamental à degenerescência dupla do nível a j, composto em parte

Distribuição I (d x' _ y,)2(d.,)' yz .A.L-AL..&JL. XZ xy Quatro longas, duas curtas Distribuição 11 (dx' _ y')'(dz ,)2 • • .• • • .• ...L L ....L L . x y yz xz Duas longas, quatro curtas

resultante dês se desdobramento está indicado na Fig. 6011.Note que, na estrutura distorcida, a degenerescência do orbital é removida e um efeito secundário menor aparece nos orbitais de menor energia. Para a distribuição 1 1 , os quatro ligantes no plano xy se aproximam, re-

sultando quatro distâncias metal-ligante curtas e duas longas; o diagrama de desdobramento também está indicado. Infelizmente, não há um modo seguro de prever qual dos dois desdobramentos ocorrerá e, novamente, precisamos apelar para a experiência. Os sistemas Cu2+ preferem as distorções que implicam em "4 distâncias curtas e 210ngas"0 Outros exemplos de distorções Jahn- Teller estão entre os exer- cícios do fim do capítulo. Êsse tipo de distorção é muito comum na química dos metais de transição e só foram explicados depois do apa- recimento da teoria do campo cristalino.

Embora até aqui tenhamos descrito os sistemas de metais de transição em têrmos de um modêlo inteiramente iônico, i.e.,com elétrons localizados em tôrno dos respectivos núcleos, existe grande evidência experimental indicando a ocorrência de deslocalização de elétrons, e conseqüente covalência parcial.

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Fig. 6.12 Diagr ama de energia no modêlo or bital molecular par a o íon complexo octaé- drico [Ti(HiO)6J3 +. 'Os números entr e parênteses representam degenerescências. As

linhas tr ace jadas indicam os orbitais do metal e do ligante mistur ados par a construir os OM.

por orbitais d x2 _ y2 e parte por d _z2 ; uma identifica ção que difere daquela

do modêlo iônico apenas pelo fato de que aqui os orbitais d envolvidos não são "puros",

A quantidade de elétron s metal-ligante que se mistur am var ia necessàriamentede composto para composto . Podemos formular algu- mas regr as ger ais acêrca do grau de covalência esperado , baseando nossos argumentos no conceito de potencial iônico (C a p. 5). Par a com-

postos semelhantes como o FeO , MnO, CoO e NiO esperamos que a covalência aumente com o diminui r do tamanho do íon-met álico. Par a séries como Ti02 , V 205' Cr03 e Mn207 , esperamos que a covalência

aumente com o número de oxidaç ão do metal. À medida que a pol a- riza bilidade do ligante aumenta, a covalência deveria aumentar. O íon· CN-, por exemplo, é f àcilmente distor cido, e no íon complexo [Fe(CN)6]3 - os orbitais dos ligant es* sofrem um r ecobrimento intenso com os orbitais metálicos. Como resultado, as energias dos o r bitais moleculares envolvendo os orbitai s dx2-_y2 e dz2 (0" 3 e O " j) tornam-se

respectivamente altamente estáveis e instáveis em relação ao nível d

No documento ligacao-quimica-audrey-companion.pdf (páginas 64-72)