авторефераты диссертаций БЕСПЛАТНАЯ БИБЛИОТЕКА РОССИИ

КОНФЕРЕНЦИИ, КНИГИ, ПОСОБИЯ, НАУЧНЫЕ ИЗДАНИЯ

<< ГЛАВНАЯ
АГРОИНЖЕНЕРИЯ
АСТРОНОМИЯ
БЕЗОПАСНОСТЬ
БИОЛОГИЯ
ЗЕМЛЯ
ИНФОРМАТИКА
ИСКУССТВОВЕДЕНИЕ
ИСТОРИЯ
КУЛЬТУРОЛОГИЯ
МАШИНОСТРОЕНИЕ
МЕДИЦИНА
МЕТАЛЛУРГИЯ
МЕХАНИКА
ПЕДАГОГИКА
ПОЛИТИКА
ПРИБОРОСТРОЕНИЕ
ПРОДОВОЛЬСТВИЕ
ПСИХОЛОГИЯ
РАДИОТЕХНИКА
СЕЛЬСКОЕ ХОЗЯЙСТВО
СОЦИОЛОГИЯ
СТРОИТЕЛЬСТВО
ТЕХНИЧЕСКИЕ НАУКИ
ТРАНСПОРТ
ФАРМАЦЕВТИКА
ФИЗИКА
ФИЗИОЛОГИЯ
ФИЛОЛОГИЯ
ФИЛОСОФИЯ
ХИМИЯ
ЭКОНОМИКА
ЭЛЕКТРОТЕХНИКА
ЭНЕРГЕТИКА
ЮРИСПРУДЕНЦИЯ
ЯЗЫКОЗНАНИЕ
РАЗНОЕ
КОНТАКТЫ


Pages:     | 1 |   ...   | 5 | 6 || 8 | 9 |   ...   | 10 |

«Modern NMR Techniques for Chemistry Research Andrew E. Derome The Dyson Perrins Laboratory, University of Oxford, UK Pergamon ...»

-- [ Страница 7 ] --

Трехэлементный составной я-импульс обеспечивает хорошую ком пенсацию неоднородности поля В1 (отклонения длительности импульсов от идеальной величины порядка + 2 0 % изменяют эффективность ин версии не более чем на 1%), но только при отсутствии отклонений от резонанса. Для компенсации обоих эффектов требуется более сложная 230 Глава последовательность, наилучшая из доступных в настоящее время имеет весьма подозрительное название GROPE-16 («поиск-ощупью-16») [5].

Для описания более длинных последовательностей составных импульсов удобно пользоваться специальными правилами сокращения. Пусть гс/2-импульс, поворачивающий намагниченность вокруг оси х, обозна чается X. Такой же импульс вокруг оси у будет обозначаться Y, а 180°-фазовый сдвиг-при помощи верхней черточки, т.е. X и Y.

Импульсы другой длительности будут записываться как кратные я/2-импульсу, например я_ х -импульс-это 2Х. В качестве примера использования правил сокращения мы можем записать упоминавшийся ранее составной я-импульс как X2YX. Последовательность GROPE- будет выглядеть так:

3X4XY3Y4YX Эта последовательность допускает ошибки в длительности импульсов до + 2 0 % и отклонения от резонанса до +0,5В х при снижении эф фективности инверсии намагниченности не более 1%. На примере поля Bt в 50 кГц 99%-ная эффективность инверсии будет достигаться при задании длительности я/2-импульса от 3 до 6 мкс в диапазоне +25 кГц вокруг резонанса. Это дает огромное преимущество при тестировании новых экспериментов и не только за счет большой допустимой погреш ности в длительности импульсов.

Составные я/2-импульсы с двойной компенсацией особенно удобны для подавления SPT-сигналов _в экспериментах по ЯЭО [6] (разд. 5.3. гл. 5). Последовательность Y3X4X, используемая в качестве составного я/2-импульса, создает поперечную намагниченность с 99%-ной эффек тивностью при тех же допусках по однородности поля Bt и отклонению от резонанса, что и GROPE-16. Почти все разностные спектры ЯЭО в гл. 5 были получены с помощью этого импульса.

Однако дело обстоит не так благополучно, как это может показаться на первый взгляд. Описанные здесь последовательности разрабаты вались для воздействия только на z-компоненту намагниченности-для ее устранения (я/2-импульс) или инверсии (я-импульс). Только к этой компоненте и относятся компенсационные свойства последовательно стей. Наличие поперечной намагниченности значительно изменяет их влияние на спиновую систему. Рассмотрим простой пример: после довательность (я/2)^ (я/2),, помещает z-намагниченность в поперечную плоскость с компенсацией неоднородности поля В х. Однако если мы подействуем этой парой импульсов на вектор, находящийся на оси +у, то он окажется на оси +х, чего мы вовсе не хотели. В то же время упоминавшийся составной я-импульс все же будет осуществлять вра щение поперечной намагниченности на 180°, но при этом компенса ционные свойства последовательности уменьшатся [7]. Было найдено, что составной импульс, такой, как X2YX, снижающий чувствительность амплитуды спинового эха к неоднородности поля б 1 ;

вносит ошибку в его фазу (в отличие от обычного я-импульса, создающего эхо с фазой, Дополнительные сведения об экспериментальных методах не зависящей от угла поворота). Это значит, что составные импульсы нельзя просто так вставлять в импульсные последовательности на место их аналогов без тщательного анализа задачи. Эффективный пример этого можно найти в работе [8].

На результаты таких последовательностей оказывает влияние и ряд экспериментальных факторов. Использование составных импульсов сни жает зависимость эксперимента от параметров датчика, но повышает зависимость от качества других блоков спектрометра. Для корректного их применения необходимо тщательно контролировать синхронность и величину фазовых сдвигов. Большинство спектрометров можно легко запрограммировать на генерацию составных импульсов, но соответ ствующие им реальные процессы останутся окутанными дымкой не / J расстройка 0,25S, 0,5S, 0,7SS, fl, 0,258, 0,55, 0,75В, в, р г /"ч. расстройка - расстройка 0,253, 0,5в, 0,258, 0,5В, 0,753, РИС. 7.8. Сравнение составного л-импульса GROPE-16 (вверху) с обычным я-им пульсом (внизу). Для того чтобы смоделировать влияние неоднородности поля Вх, зависимость амплитуды сигнала от расстройки изображена в обоих случаях при оптимальном угле поворота (слева) и при угле, превышающем оптимальный на 20% (справа).

232 Глава известности. Более длинные последовательности помимо проблемы синхронности фазовых сдвигов будут страдать и от «затухания им пульса», поскольку передатчик, предназначенный для создания импуль сов длительностью порядка 20 мкс, при попытках генерации длинных импульсов начинает выдавать ложные сигналы (например, продолжи тельность GROPE-16 составляет 160 мкс при длительности обычного я/2-импульса 10 мкс).

Именно по этой причине эффективность использования составных импульсов нужно проверять на каждом конкретном спектрометре. Во многих экспериментах при попытках использования составных импуль сов можно получить совершенно неожиданные результаты. Например, может возрасти точность измерений. Поэтому перед их использованием требуется независимая проверка, результат которой должен ясно сви детельствовать об их корректности. Подходящий тест для составного я-импульса таков:

П — —Выборка...

где П - составной импульс. Эффективность инверсии намагниченности можно проверить, определив ее зависимость от величины отклонения от резонанса или длительности импульса на образце, дающем спектр с единственным сигналом. Для предотвращения дополнительных эф фектов отклонения от резонанса при определении зависимости эф фективности инверсии от частоты П-импульса частота тг/2-импульса должна быть строго резонансной. На рис. 7.8 показаны результаты сравнения обычного л-импульса с GROPE-16 на спектрометре с часто той 500 МГц при амплитуде радиочастотного поля В1, равной 30 кГц.

7.4. Широкополосная развязка Во многих экспериментах необходимо полностью освободиться от спин-спинового взаимодействия между двумя ядрами с помощью ши рокополосного облучения второго ядра (т. е. не находящегося под наблю дением). Чаще всего это протоны, но иногда бывает удобно развязаться и от других активных с точки зрения ЯМР ядер с высоким природным содержанием, таких, как 3 1 Р или 1 9 F. Широкополосная развязка тра диционно состоит из облучения большой мощности и фазовой мо дуляции радиочастоты для создания «боковых полос», распределенных по всему интересующему нас диапазону. Различные схемы модуляции, в том числе и самая первая случайная или шумовая модуляция, раз рабатывались эмпирическим путем. Схема шумовой модуляции по служила причиной широкого распространения термина «шумовая про тонная развязка» или PND (proton-noise-decoupling) для обозначения широкополосной развязки вообще. Этот термин не совсем корректен, поскольку современные спектрометры почти не используют такой ме тод.

Дополнительные сведения об экспериментальных методах Ни один из эмпирически найденных методов нельзя считать пол ностью удовлетворительным. Две основные проблемы таковы: 1) не обходимость использования достаточно высоких напряженностей поля В2 и, следовательно, высоких мощностей радиочастотных сигналов, нагревающих образец;

2) недостаточная эффективность развязки, при водящая к потере разрешения. Обе проблемы еще более осложняются на сильнопольных спектрометрах, где требуется более широкая полоса облучения. Уширение линий, обусловленное недостаточно эффективной развязкой и приводящее к снижению чувствительности, не рефокуси руется с помощью спинового эха и поэтому особенно вредно для использующих его экспериментов (см. гл. 10).

За последние годы в области широкополосной развязки были сде ланы очень важные разработки, позволившие решить многие из этих проблем. Для начала попробуем разобраться, почему непрерывная развязка высокой мощности работает недостаточно хорошо. Очень интересный способ решения вопроса-это вообразить себе цепь л-им пульсов на частоте ядра, от которого нужно развязаться (пусть это будут протоны при наблюдении С):

п — х — я — х — п — х — 7 — х — п — х — л — х —...

Г ^Н:

С: - Выборка...

Каждый раз, воздействуя импульсом на протоны, мы изменяем направ ление прецессии компонент мультиплета 1 3 С (рис. 7.9). Следовательно, в середине каждого интервала т они будут оказываться на одной оси, и, производя выборку в эти моменты, мы получим спектр, не содержащий информации о спин-спиновом взаимодействии, т.е. развязанный от протонов. Мы уже знаем, почему цепь 71-импульсов будет очень чувстви тельна как к ошибкам в длительности импульсов, так и к наклону оси поворота намагниченности - ведь с каждым импульсом эти ошибки будут накапливаться (см. эксперимент Карра - Парселла в гл. 4). Поэто му в том, что это не самый лучший метод широкополосной развязки, нет ничего удивительного. Если представить себе такую цепь с задержками т, сжатыми до нуля, то она будет эквивалентна непрерывному облу чению, и ее несостоятельность можно будет показать с помощью тех же аргументов.

п SL Рис. 7.9. Широкополосная развязка с помощью серии тс-импульсов.

234 Глава Предложенная модель развязки как цепи я-импульсов позволяет нам провести ее дальнейшее улучшение. Возможно, замена неидеального я-импульса на его составной аналог позволит настолько снизить влия ние неоднородности поля В2 и отклонения от резонансов, что развязка окажется эффективной. В этом направлении было проведено много исследований, идея которых состояла в использовании исходного со ставного я-импульса с систематической перестановкой его компонент и фаз [9]. В качестве основы для такой последовательности можно использовать упоминавшиеся ранее составные я-импульсы, однако осо бенно удобным оказался составной импульс достоинство которого состоит в том, что он не использует 90°-фазовые сдвиги и поэтому может быть реализован на существующих фазовых модуляторах канала развязки. Для удобства описания последователь ностей развязки, использующих только 18(Г-фазовые сдвиги, мы не сколько модифицируем принятые ранее правила записи. Продолжи тельность импульса будет по-прежнему обозначаться кратной я/2-им пульсу, а фазовому сдвигу будет соответствовать черточка над симво лом. Так как 90°-сдвиги уже не нужны, то отпадает необходимость в использовании X и Y, достаточно будет только цифры, обозначающей длительность. Таким образом, указанный составной импульс запишется как 123 (соответствующая ему последовательность носит сокращенное имя WALTZ, см. гл. 4). В качестве основы последовательностей развязки можно использовать и другие составные импульсы, которые, возможно, дадут еще лучший результат, но модификация 123, названная WALTZ- [10], полностью решает все проблемы, связанные с неточностью калиб ровки поля В2, и представляется самой предпочтительной для прак тического использования. WALTZ-16 можно записать в виде...QQQQ...

Перестановки фаз импульсов должны производиться без задержек, а Q = 3423Т Эта последовательность легко реализуется при помощи современных аппаратурных средств и, вероятно, станет стандартной методикой раз вязки на спектрометрах, которые будут выпускаться после 1984 г. На рис. 7.10 приводится сравнение эффективности развязки WALTZ-16 с более старой схемой модуляции (прямоугольная волна с разверткой по частоте).

Использование для развязки составных импульсов в значительной степени решает проблему нагревания образца даже на спектрометрах с частотой 500 МГц. В спектрах, полученных в условиях широкопо лосной развязки, становятся возможными измерения с высоким раз решением, поскольку ширина линии может достигать 0,25 Гц и менее;

Дополнительные сведения об экспериментальных методах WALTZ-16 прямоугольная волна -2-10 - -2-10 - расстройка, кГц расстройка, РИС. 7.10. Сравнение результатов широкополосной развязки с применением мето дики WALTZ-16 и с помощью обычно используемой в продающихся приборах схемы модуляции (прямоугольная волна с разверткой по частоте). Наблюдается углеродный сигнал бензола при различном отклонении частоты развязки от частоты сигнала протонов. Напряженность поля в обоих случаях одинакова.

Ширина линии в спектрах WALTZ-16 не превышает 0,3 Гц.

соответствующее ей увеличение Т2 во временной области может быть очень полезно в экспериментах по спиновому эху. Наконец, становится значительно более реальной широкополосная развязка и от других ядер, например от Р при наблюдении *Н. Ширина полосы эффективной развязки для WALTZ-16 при использовании поля с амплитудой В составляет около 2В2. Мощности порядка 5 кГц легко получаются без привлечения очень высоких мощностей радиочастотного сигнала, но это, конечно, зависит от датчика и частоты ядер. На спектрометрах со средней напряженностью поля (250 МГц) это позволяет, например, получать спектры 1 3 С в диапазоне 160 м. д. или спектры 1 9 F в диапазоне 40 м. д. с вполне эффективной развязкой и узкими линиями. Если допускается большее остаточное уширение линий, то можно исполь зовать другие последовательности, дающие еще более широкую полосу развязки (например, GARP-1 [11] имеет полосу эффективной развязки шириной около 5Д 2 ).

7.5. Релаксация и повторение прохождений 7.5.1. Введение В экспериментах, где требуется усреднение многих прохождений, связь между двумя параметрами релаксации Ti и Т2, идеальной дли тельностью импульса а и частотой повторения прохождений Тг довольно сложна. Однако часто можно сделать некоторые упрощающие пред положения, позволяющие подобрать оптимальные параметры экспери мента, при условии, что мы уже знаем величины Tt и Т 2. Измерить на практике величину Т2 довольно трудно, но на концентрированных образцах по методике, описанной в разд. 7.5.2, можно приближенно измерить величину ^. к о т о р а я даст верхнюю границу Т 2. В этом разделе мы рассмотрим те факторы, которые необходимо учитывать при выборе 236 Глава параметров эксперимента. Заметьте, что нашей основной целью будет получение максимальной чувствительности при минимальных ложных сигналах, а не количественное измерение интенсивностей, для которого требуется установление равновесных, а не стационарных условий (разд. 7.6).

7.5.2. Длительность импульса и частота повторения прохождений Во многих экспериментах длительность импульса определяется не соображениями релаксации, а, например, необходимостью выполнения определенных типов переноса поляризации (см. гл. 8). В этом случае частота повторения прохождений-единственный произвольный пара метр. Однако в обычных одномерных спектрах мы можем произволь ным образом выбирать и длительности импульса и частоту повторения прохождений, причем оба этих параметра будут оказывать значительное влияние на результаты эксперимента. Чтобы разобраться в этом, мы должны рассмотреть два взаимосвязанных явления-поведение z-на магниченности и поведение намагниченности в плоскости х — у. Отно сительная скорость восстановления z-намагниченности (по сравнению с частотой повторения прохождений) будет определять амплитуду ре гистрируемого сигнала. Если же мы повторяем импульсы настолько часто, что поперечная намагниченность к следующему импульсу пол ностью не исчезает, то картина значительно усложняется. Для начала легче вообще исключить из рассмотрения поперечную намагниченность, т. е. предположить, что Т2 « 7"i, и заниматься только z-компонентой. Но, к сожалению, такое предположение слишком далеко от реальности, и позже мы будем вынуждены рассмотреть ситуацию, когда оно не работает.

Воздействие Ti/2-импульса на образец, находящийся в состоянии теплового равновесия, даст нам максимальный сигнал ЯМР, поскольку при этом вся намагниченность переводится в поперечную плоскость.

Однако при усреднении многих прохождений такая длительность им пульса-не самый лучший вариант, поскольку г-намагниченность не будет каждый раз успевать восстанавливаться в достаточной степени, если, конечно, промежуток между импульсами Тг не будет во много раз превышать 1\. Низкая частота повторения прохождений не эффективна, и поэтому такая ситуация редко встречается на практике, за исклю чением экспериментов по измерению Ту, где необходимо регистрировать именно равновесную намагниченность. Гораздо лучше сделать задержку между прохождениями равной времени выборки, которое определяется требованиями к разрешению, и подобрать такую длительность им пульса а, чтобы максимизировать создающуюся в стационарном со стоянии z-намагниченность. Точная величина а зависит от отклонения частоты сигнала от резонансной [12], но можно взять некую среднюю оптимальную величину а Е (угол Эрнста), определяющуюся выражением Дополнительные сведения об экспериментальных методах = e~r'-/:ri (7.7) В условиях Т$ х Т2 х Tj и Тг(= А,) Т2 эта длительность импульса будет наилучшей. Именно в таких условиях и регистрируется на прак тике большинство протонных спектров (хотя при количественных из мерениях мы можем склоняться к выбору более коротких импульсов).

Но при наблюдении гетероядер, где требования к разрешению могут быть ниже, А, короче, и Т2 уменьшено за счет неполной развязки, или в двумерных экспериментах, где время выборки всегда имеет величину порядка Tf, такие условия используются редко.

Если наш эксперимент подразумевает обязательное использование 7г/2-импульсов (или в какой-либо последовательности нам необходимо полностью устранить z-намагниченность), то, очевидно, приведенная выше формула не может быть использована для определения опти мальной длительности импульса. В этом случае мы должны найти компромисс между повышением чувствительности за счет увеличения числа прохождений в заданный промежуток времени и ее понижением за счет уменьшения z-намагниченности в стационарном состоянии. В пред положении полного затухания поперечной намагниченности в промежут ках между прохождениями можно показать, что оптимальная частота повторения прохождений задается формулой Т г = 1,27Т\ [13]. В этом случае мы получим отношение сигнал/шум, составляющее. 80% от аналогичного эксперимента с большей частотой повторения прохожде ний и углом Эрнста для импульса, если бы он был возможен. Для многих экспериментов, включающих устранение z-намагниченности с помощью последовательности импульсов, где поперечная намагничен ность действительно затухает между прохождениями или где описанные выше эффекты не влияют на результат, лучшим выбором частоты повторения прохождений будет 1,3 Т1.

Но предполагавшиеся выше условия выполняются далеко не всегда.

Гораздо вероятнее, что наше Т* будет значительно меньше Т2, в свою очередь Т2 может быть меньше 1\, и, будучи ограничены во времени, мы заинтересованы в таком времени выборки, чтобы получить спектр с плохим разрешением, но без потери сигналов (т. е. А, = Т*). Почти все двумерные эксперименты и многие одномерные эксперименты по наб людению гетероядер производятся в этих условиях. Повторение про хождений с Тг Т2 приводит к появлению стационарного эха [14], поскольку существующая к моменту следующего импульса поперечная намагниченность рефокусируется во время прохождения. Анализ такой ситуации слишком сложен, чтобы приводить его здесь (см. работы [14, 15]). На практике можно получить следующие результаты.

В одномерных спектрах, полученных в таком режиме, фазы и ин тенсивности сигналов оказываются зависящими от отклонения их час тоты от резонансной, если, конечно, а не равен углу Эрнста. Однако такой угол не будет оптимальным с точки зрения чувствительности;

предпочтительнее импульсы большей длительности. В экстремальном 238 Глава случае, когда Тг = Г | и Т* « Т2, Tt (например, при плохой однородности постоянного поля), оптимальная длительность импульса становится независимой от 7j [15] и составляет около 0,4л. На практике исполь зование фазовых циклов типа процедуры CYCLOPS для подавления ложных сигналов при квадратурном детектировании позволяет в зна чительной степени снизить эффекты стационарного эха в одномерных спектрах. Их можно снизить еще больше с помощью периодических случайных изменений Тг [14]. В двумерных экспериментах по переносу когерентности (см. гл. 8 и 9) наличие к началу следующего прохождения остаточной поперечной намагниченности или других видов когерент ности может привести к появлению ложных сигналов, поскольку им пульсы этого прохождения произведут дополнительный перенос оста точной намагниченности. В этих случаях задержки между прохожде ниями должны быть больше, чем это требуется из соображений чувстви тельности. Величина 7^ порядка ЗТ, обеспечит достаточное затухание всех видов когерентности.

7.5.3. Методы быстрого определения 7^ Все приведенные выше рассуждения подразумевают, что у нас уже есть какие-то предположения о величинах 7\ в нашем образце. Если он достаточно концентрированный и дает заметный сигнал с одного про хождения, то для приближенной оценки 7\ можно использовать метод инверсии - восстановления:

тс — г Выборка...

z-Намагниченность в конце задержки х определяется формулой М2 = М 0 ( 1 - 2 е ~ т / Т ' ) (7.8) Интенсивность регистрируемого сигнала проходит через нуль при (7.9) Если вы выполняете серию экспериментов с различными т, начиная с очень небольшого значения для подбора параметров коррекции фазы (заметьте, что на этом этапе сигналы будут отрицательными) и за канчивая на спектре с нулевой интенсивностью интересующего сигнала (рис. 7.11), то 7\ можно получить из формулы 7;

= ^ | (7.10) Такая оценка будет довольно грубой, но ее вполне достаточно для выбора частоты повторения прохождений и для других подобных задач. Наи более вероятный источник ошибок состоит в слишком частом повто Дополнительные сведения об экспериментальных методах Т =0,70с J- J T = 0,23c т = —рктлрг-* VT Рис. 7.11. Определение приближенных величин 7| методом инверсии - восстанов ления. Величины т соответствуют нулевой интенсивности помеченных стрелками сигналов;

отвечающие им величины Г, составляют 0,3 с (средний спектр) и 1,0 с (верхний спектр).

рении эксперимента, в результате чего не все ядра будут успевать полностью отрелаксировать, и мы получим заниженные величины для больших 7~i. Реальные образцы обязательно имеют различные величины Т1У ИЗ которых следует выбрать некоторую компромиссную, поэтому ошибки в их измерениях скорее всего не будут иметь серьезного значения.

Однако сложность состоит в том, что оптимизация параметров регистрации спектра наиболее важна именно для разбавленных образ цов, где Ti определить совсем не просто. Если проводить описанные выше эксперименты с усреднением, то между прохождениями необхо димо делать задержки порядка 5Ti, что сразу делает эксперимент недопустимо долгим. В такой ситуации нужно уметь интуитивно оце нивать возможные величины 7\ для соединений и ядер, с которыми вы работаете. Необходимый для этого опыт легко приобрести, измеряя все возможные Ti в каждом удобном случае. Конечно, в литературе есть большие таблицы Ту, но они не очень полезны для практических целей, поскольку содержат данные, полученные в необычных условиях (необыч ных с точки зрения повседневной спектроскопии;

например, в обез гаженных образцах). Величины протонных Tt в молекулах среднего размера составляют обычно 1 или 2 с, хотя есть множество отклонений как в ту, так и в другую сторону. Другие ядра со спином 1/2 могут иметь чрезвычайно малые скорости релаксации, особенно этим отличаются четвертичные углероды, а также ядра 2 9 Si и 1 5 N в самом различном окружении. Для ядер : 5 N, не связанных с протонами, обычные величины Тх составляют несколько минут даже в необезгаженных образцах.

Квадрупольные ядра (спин 1/2) эффективно релаксируют за счет взаимодействия с градиентами локального электрического поля, их величины Ту почти всегда попадают в диапазон от микросекунды до, сотен миллисекунд.

240 Глава 7.6. Количественное измерение интенсивностей 7.6.1. Введение Интегрирование спектров с целью получения информации о пло щадях пиков-одна из самых обычных процедур протонной спектро скопии ЯМР. Ее точность вполне достаточна для определения числа протонов, дающих вклад в какой-либо пик. Было бы очень заманчиво использовать эту процедуру для других задач, требующих определения относительных количеств каких-либо соединений в растворе, например для экспериментов по кинетике или для количественного анализа смесей.

Но если точность в 10-15%, вполне достаточная для определения числа протонов, достигается довольно легко, то точность, требующаяся для других количественных применений (допустим, лучше 1-2%), может оказаться недостижимой. В этом разделе мы коротко рассмотрим те причины, которые затрудняют использование спектроскопии ЯМР и особенно фурье-спектроскопии ЯМР для строгого количественного ана лиза. Эта тема подробно излагается в других руководствах по практи ческому ЯМР, но она настолько важна, а ожидания химиков настолько преувеличены, что, пожалуй, имеет смысл изложить здесь некоторые наиболее существенные моменты.

7.6.2. Как сделать интенсивность сигналов пропорциональной числу ядер В предыдущем разделе, где мы оптимизировали эксперимент по чувствительности, для повышения скорости регистрации спектра мы использовали режим, в котором z-намагниченность возвращалась в некоторое стационарное состояние, отличное от равновесного. Однако такой режим совершенно не подходит для количественных измерений, поскольку интенсивность сигнала зависит от величины Тх, и, если только все Ti не окажутся одинаковыми, измеренные интенсивности будут содержать ошибки. В принципе, знание величин Tt измеряемых пиков позволяет скорректировать интенсивности, но достаточно точное из мерение Ti сложнее, чем простая регистрация спектра без насыщения, поэтому такой способ нельзя считать практичным. Однако полезно приближенно оценить величины Тг по методу, описанному в разд. 7.5.3, для того чтобы выбрать правильную частоту повторения прохождений и избежать насыщения.

Чтобы получить представление о том, насколько трудно добиться возвращения z-намагниченности всех ядер в состояние теплового рав новесия, рассмотрим несколько особых случаев. Как уже упоминалось ранее, протонные Tt составляют 1 или 2 с, но при выборе Тг мы должны учесть самое большое Гх во всей молекуле. Пусть оно оказалось равным 3 с. Если мы используем импульс длительностью а и повторяем его через каждые Тг с, то в системе установится стационарная z-намаг Дополнительные сведения об экспериментальных методах ниченность Мг, определяющаяся формулой (7.11) где М о -равновесная намагниченность. Здесь предполагается, что по перечная намагниченность успевает полностью исчезнуть между про хождениями;

в количественных экспериментах это обычно реализуется.

Для случая а = я/2 выражение упрощается до вида Mz = M0(l-e-Tr'Ti) (7.12) Будем считать, что наша стационарная намагниченность не должна отличаться от равновесной более чем на 1% (т.е. должна составлять 0,99Мо). Это значит, что для Tj = 3 с и я/2-импульса Тг должно состав лять 14 с! Для более коротких импульсов ситуация слегка упрощается:

при использовании я/4-импульса тем же требованиям удовлетворяет задержка в 10 с, однако дополнительные прохождения в сэкономленное время не компенсируют потери чувствительности из-за уменьшения длительности импульса, поэтому при недостаточной чувствительности такой режим не подойдет. Разумнее использовать я/2-импульс и за держку как минимум в 5Г 15 чтобы ошибки из-за насыщения не пре вышали 1%. Регистрация спектра в таком режиме может потребовать довольно большого времени. Например, обычное Тх ядер 1 3 С составляет 10-30 с, что требует задержки между прохождениями в несколько минут. В этом случае очень полезно для сокращения TY использовать релаксационные реагенты, такие, как ацетилацетонат хрома(Ш).

Дополнительные проблемы возникают при использовании широко полосной развязки от протонов при наблюдении гетероядер. Так как развязка насыщает протонные переходы, то она может сопровождаться появлением ЯЭО (гл. 5), который значительно изменяет интенсивности сигналов независимо от эффектов насыщения. Например, максимальный ЯЭО на ядре 1 3 С составляет 200% (эта величина выражает усиление сигнала, т. е. интенсивность сигнала с ЯЭО может быть в 3 раза больше, чем без него). Эффект такой величины довольно часто реализуется на протонированных углеродах, в то время как интенсивность сигналов четвертичных углеродов может увеличиваться лишь слегка или вовсе не увеличиваться. В результате, сколько бы усилий мы ни тратили на предотвращение насыщения, все количественные измерения теряют смысл.

К счастью, ЯЭО не возникает моментально при включении де каплера, для его создания требуется время, сравнимое с Тг ядра1 3 С, поэтому мы можем подавить ЯЭО, выключая декаплер между про хождениями на достаточно большое время (эксперимент с обратной прерываемой развязкой, рис. 7.12). Под словами «достаточно большое время» подразумевается промежуток, большой по сравнению с 7\ ядра С. В любом случае мы не должны повторять импульсы чаще, чем через 57\, а продолжительность времени выборки едва ли составит такую 16 242 Глава Вкпючен Л Н-Эвкаплер выключен •••-—11 i иI «С репарация ТС / \ у Л ^ ^ ч _ ^ ^ — Выборка РИС. 7.12. Схема эксперимента с обратной прерываемой развязкой.

величину, поэтому использование обратной прерываемой развязки не вызывает никаких затруднений. Релаксационные реагенты помимо со кращения Ту способствуют и подавлению ЯЭО, поэтому при исполь зовании широкополосной развязки их применение еще более жела тельно. Важно помнить, что при отсутствии ЯЭО и низкой частоте повторения прохождений, неизбежных в количественных гетероядерных экспериментах, реальное отношение сигнал/шум может оказаться зна чительно ниже величины, ожидавшейся для данной концентрации об разца. Это очень осложняет эксперимент, поскольку высокое отношение сигнал/шум, как мы вскоре увидим,-необходимое условие для точных количественных измерений.

7.6.3. Регистрация спектра Обеспечив пропорциональность сигналов относительному количест ву создающих их ядер, мы тем самым проделали только одну часть количественного анализа. Некорректные выполнение оцифровки данных, производящееся в фурье-спектрометрах, и выбор областей оцифрован ного спектра вносят дополнительные ошибки в величины интенсив ностей. Точность интегрирования зависит также и от отношения сиг нал/шум, что кажется вполне очевидным, но на практике мы часто об этом забываем. И наконец, сами величины интегралов часто выглядят случайными. Этот вопрос подробно обсуждался в связи с измерением ЯЭО [16], и здесь мы только подытожим основные выводы.

Мы не должны забывать, что обычный сигнал спектра ЯМР до вольно узок и может быть представленным всего лишь парой точек.

Величины интегралов обычно вычисляются по правилу трапеции, поэ тому при недостаточной оцифровке мы получим неточные величины.

Более точный способ оценки площади под сигналом состоит в ите рационной подгонке теоретической линии к точкам экспериментального спектра, но мы остановимся только на простом численном интегри ровании как на самом распространенном методе. Однако требования к оцифровке не так высоки. Если на ширину линии на полу высоте приходится более трех точек, то возникающие из-за этого ошибки составят не более 1%. Реальная ширина линии в протонном ЯМР может изначально составлять 0,5 Гц и увеличиваться при оптимальной фильт рации до 1,0 Гц, поэтому цифрового разрешения 0,2 Гц на точку должно Дополнительные сведения об экспериментальных методах вполне хватать. Эта величина чуть меньше цифрового разрешения в спектрах с полным диапазоном (обычно 0,3-0,4 Гц), но все же она легко достижима. Недостаточная оцифровка гораздо чаще используется при наблюдении гетероядер, поэтому при выполнении количественного эксперимента необходимо или увеличить число точек в спектре, или уширить линии с помощью подходящей взвешивающей функции.

Следующий фактор, который мы должны рассмотреть,— это ширина диапазона интегрирования. С точки зрения идеальной лоренцевой линии ответ очень прост: для получения 99% точности следует брать интеграл в диапазоне 20 ширин линий в обе стороны от сигнала, т. е. как минимум 20 Гц по обе стороны линии для предыдущего примера. Однако на практике при этом возникает ряд проблем. Каждая линия будет иметь боковые полосы от вращения и, возможно, С-сателлиты, для того чтобы сравнение различных интегралов имело смысл, они должны или всегда включаться в диапазон интегрирования, или всегда исключаться из него. Боковые полосы первого порядка, вероятнее всего, будут попадать внутрь 20-Гц диапазона, поэтому их имеет смысл включать.

К боковым полосам более высоких порядков и сателлитам следует подходить более осторожно. Лучше их, конечно, включить, но если рядом находятся другие сигналы, крылья или сателлиты которых попадают в диапазон интегрирования, то их лучше исключить. Важно быть в курсе таких проблем и в каждом конкретном случае находить способ для их решения.

Процесс оцифровки спектра и способ вычисления интегралов на ходятся полностью под нашим контролем, поэтому систематические ошибки, производимые этими операциями, можно уменьшить до при емлемого уровня. Но остаются еще случайные ошибки, обусловленные шумом в спектре, которые можно уменьшить только тремя спосо бами-сделать образец более концентрированным, купить спектрометр с более сильным магнитом или провести более длительное накопление.

Первые два способа обычно оказываются неприемлемыми, и мы можем только увеличивать время накопления до получения подходящего от ношения сигнал/шум. Однако в этом случае отношение сигнал/шум растет пропорционально квадратному корню из числа прохождений, поэтому на этот процесс не имеет смысла тратить более нескольких часов. Шумовая ошибка в величинах интегралов зависит не только от отношения сигнал/шум, но и от способа оцифровки спектра. Выше мы показали, что правильный выбор некоторых параметров снижает си стематические ошибки до 1%. Аналогично можно показать, что из меряемая величина интеграла совпадает с его истинным значением с точностью + 1 % и вероятностью 99% при отношении сигнал/шум для интегрируемого пика около 250:1 (определение величины см. в гл. 3).

Такая чувствительность получается без особых усилий лри наблюдении протонов, но для других ядер она может оказаться очень трудно достижимой. В качестве примера на рис. 7.13 приведен пик с отно шением сигнал/шум около 250:1.

Глава х Рис. 7.13. Вид резонанс ной линии при отношении сигнал/шум, равном о 100 -100 - 250:1.

г* 7.6.4. Другие аппаратурные трудности Систематические ошибки в измерении интегралов могут возникать по целому ряду других аппаратурных причин. Одна из важнейших-это невозможность точной настройки фазы на сигнал поглощения в полном диапазоне спектра, полученного преобразованием Фурье. Пики, вклю чающие дисперсионную составляющую, будут, очевидно, иметь мень шую интенсивность, поскольку интеграл дисперсионного сигнала равен нулю. Само по себе это явление не вносит большой ошибки, поскольку снижение интенсивности не настолько велико, чтобы заметно повлиять на отношение сигнал/шум. Ошибки возникают из-за различия фазовых сдвигов сигналов, поэтому наиболее важна именно частотно-зависимая часть коррекции фазы. В спектре с хорошим отношением сигнал/шум при помощи обычной двухпараметровой коррекции (гл. 4) можно ви зуально настроить фазу с точностью до нескольких градусов, но только при выполнении предположения о линейной зависимости фазы от часто ты. Если же это предположение не выполняется, то перед интегри рованием фазу каждого сигнала нужно настраивать отдельно. Изме е нение фазы сигнала на 5 приводит к изменению интеграла на 1%. При очень прецизионных измерениях можно пользоваться специальными процедурами, позволяющими настроить фазу с высокой точностью [17], однако они нужны только на том уровне точности, когда обычное числовое интегрирование уже не подходит, и требуются итерационные процедуры обработки полной формы линии.

Еще один источник обычных ошибок интегрирования-это состояние базовой линии спектра. По целому ряду аппаратурных причин даже при полном отсутствии шума базовая линия спектра (т. е. интенсивность точек в тех местах, где нет сигналов) не будет не только нулевой, но даже Дополнительные сведения об экспериментальных методах Рис. 7.14. Искажение базовой линии довольно часто наблюдается тогда, когда в спектрах присутствует относительно широкий и интенсивный пик. Левый спектр был получен при включении приемника в середине задержки между импульсом и выборкой, правый-при использовании схемы, описанной в тексте. Масштаб обоих спектров по вертикали одинаковый.

постоянной во всем спектре. Основная причина искривления базовой линии заключается в том, что полосовой фильтр, включенный между приемником и АЦП, способен возбуждаться проходящими через него сигналами ЯМР.

Правильный подбор задержек между импульсом, включением при емника и началом оцифровки позволяет в значительной степени снизить влияние фильтра. Обычно независимо от требований базовой линии (с целью минимизации фазовой коррекции первого порядка) задержка между импульсом и регистрацией первой точки должна быть равна обратной величине скорости выборки (1/2Ж в обозначениях, принятых в гл. 2). При этом тип искажений базовой линии зависит от момента включения приемника. Как было показано [18], включение приемника после завершения 0,6 задержки придает искажениям базовой линии вид постоянного смещения от нуля (рис. 7.14). Установка момента вклю чения приемника не всегда производится автоматически, поэтому имеет смысл проверить ее правильность.

Но, как бы мы ни исправляли базовую линию, она все же оказывает влияние на величину интегралов, поэтому процедуры интегрирования всегда сопряжены с какой-либо ее коррекцией, которая может быть как автоматической, так и управляемой оператором [в форме установки параметров «отклонение» („offset" или „drift") и «наклон» („bias" или „slope")]. В пакеты программного обеспечения многих спектрометров включаются также более сложные процедуры исправления базовой линии, которые позволяют оператору вычитать различные функции из спектра с целью его сглаживания. По мнению автора, наилучшие результаты удается получить с помощью простого четырехчленного полинома с ручной, а не автоматической настройкой коэффициентов.

Такая процедура предпочтительнее использования коррекции, автома тически производящейся при интегрировании.

И наконец, сравнивая интегралы пиков в различных частях спектра, мы делаем предположение о линейности всей цепи событий от импульса до оцифровки данных. Мы считаем, что импульс в одинаковой степени возбуждает сигналы всего спектрального диапазона (это вполне спра ведливо для я/2-импульса при ширине диапазона, значительно меньшей 246 Глава напряженности поля Вх) и что все каскады приемника одинаково усиливают разные частоты. Последнее предположение кажется довольно сомнительным, если учесть, что приемник обычно состоит из пре дусилителя, смесителя, усилителя промежуточной частоты, еще одного смесителя, усилителя звуковой частоты, настраивающегося фильтра звуковых частот и АЦП. Фильтр звуковых частот, использование кото рого необходимо для повышения чувствительности,-самый первый кандидат на роль создателя нелинейности в спектральном диапазоне.

Вместо теоретического разбора этого вопроса для конкретного спектро метра лучше проделать экспериментальный тест, состоящий в регистра ции спектров образца с единственной линией, помещая ее в разные места спектрального окна. Такой эксперимент не эквивалентен регистрации спектра с фиксированной несущей частотой и набором линий в разных местах спектрального окна, но он все же позволяет оценить величину возникающих при этом ошибок.

Мораль этого раздела состоит в том, что в фурье-спектроскопии ЯМР существует множество факторов, влияющих на точность коли чественных измерений, и, несмотря на то что ошибки каждого из них можно снизить до 1% или около того, суммарная ошибка все же остается значительной. Вообще, ко всем измерениям, точность которых якобы превышает несколько процентов, лучше подходить скептически, если, конечно, вам не станет ясно, что все описанные выше факторы были учтены.

7.7. Селективное возбуждение и подавление 7.7.1. Введение В некоторых обстоятельствах бывает полезно возбудить сигналы только части спектрального диапазона, оставив остальные невозбуж денными. В зависимости от соотношения частей диапазона, подверг шихся и неподвергшихся воздействию, мы можем говорить о селек тивном или «скроенном» („tailored") возбуждении или, наоборот, по давлении пиков. При подавлении пиков наиболее частая задача состоит в устранении одного интенсивного сигнала с целью обойти трудности, связанные с большим динамическим диапазоном (см. гл. 3). В качестве примеров использования селективного возбуждения можно назвать эксперименты по нестационарному ЯЭО и SPI и процедуры по выделению небольших частей сложного спектра. Это очень большая тема, и, чтобы избежать излишнего затягивания, мы рассмотрим не сколько методов, использующихся для решения часто встречающихся задач.

Дополнительные сведения об экспериментальных методах 7.7.2. Подавление пиков Подавление пиков предварительным насыщением. Обзор литературы по подавлению пиков содержал бы огромный список методов, поскольку эта область очень популярна среди экспериментаторов. Но, к счастью, это тот самый редкий случай, когда мы можем однозначно утверждать, что один из методов - предварительное насыщение-самый лучший.

Однако нужно сразу добавить, что это верно только тогда, когда подавляемый пик не участвует в химическом обмене с другими ин тересующими нас сигналами. Предварительное насыщение в отсутствие химического обмена - лучший метод понижения интенсивности сигналов в том смысле, что оно сочетает в себе возможность значительного подавления сигнала с минимальным возмущением оставшейся части спектра. Нас интересуют два критерия: насколько мы можем ослабить мешающий сигнал и что при этом произойдет с остальными пиками.

Предварительное насыщение представляет собой облучение подав ляемого сигнала слабым радиочастотным полем, достаточно долгое для устранения разности заселенностей по соответствующему переходу.

Чтобы близкие к подавляемому сигналы не испытывали сдвигов Блоха Зигерта, непосредственно перед импульсами и выборкой данных облу чение выключается (рис. 7.15). Обычно проблемы динамического диапа зона возникают в протонных спектрах, и облучение удобно осуществ лять с помощью декаплера. Оптимизация эксперимента состоит из подбора напряженности поля и длительности облучения. Напряжен ность поля В2 должна быть такой, чтобы «фактор насыщения» В\ТХТ {В2 в герцах) оказался сравнительно большим (например, 100), а об лучение должно быть достаточно длительным, чтобы насыщение успело установиться (например, в несколько раз больше Т2).

Подавление пиков необходимо чаще всего в водных растворах, поскольку остаточные сигналы воды велики, а многие вещества биоло гического происхождения растворимы только в воде, имеют высокую молекулярную массу и доступны в небольших количествах, так что подавляемый пик-это обычно HDO. Его времена Тг и Т2 (сильно зависящие, однако, от растворенного вещества) могут составлять 5 и 1 с, поэтому включения поля В2 напряженностью 20 Гц на 2-3 с должно быть достаточно. Эти параметры легко подобрать экспериментальным селективное насыщение Эекаплер,\у передатчик «. х ^ ^ выборка РИС. 7.15. Схема эксперимента по подавлению пиков с помощью предваритель ного насыщения.

248 Глава путем и без знания характеристик релаксации, поскольку образец очевидно, довольно концентрированный, и предварительные экспери менты не потребуют много времени. Задача подбора параметров за ключается в снижении напряженности поля для повышения селектив ности и сокращении времени облучения для увеличения частоты пов торения прохождений при сохранении приемлемого подавления. Хотя основная цель подавления сигналов-это уменьшение динамического диапазона, оно требуется только при отношении интенсивностей, боль шем чем несколько тысяч к одному (для АЦП с длиной слова 12 бит).

Подавление для улучшения общего вида спектра полезно и при меньших отношениях интенсивностей (рис. 7.16). Подавление интенсивного пика может облегчить наблюдение его слабых соседей и снизить искажения базовой линии.

При проведении двумерных экспериментов, как, например, COSY (гл. 8), насыщающее поле желательно выключать перед выполнением последовательности (я/2 — /t — л/2 — Выборка). Однако это может при вести к недостаточному восстановлению намагниченности растворителя за время tt. В этом случае насыщающее поле следует оставлять до начала интервала t2, т. е. до выборки данных. Наличие поля В2 во время 5,4 5, 25, 04, 84, 6 4, 4 4, 2 4, 03, 83, 63, 4 3, м.Э.

Рис. 7.16. Подавление сигнала HDO с помощью предварительного насыщения.

Часть нижнего спектра в середине усилена в 8 раз. Пик HDO подавлен на верхнем спектре.

Дополнительные сведения об экспериментальных методах промежутка tx может вызвать в преобразованном спектре сдвиги Бло ха -Зигерта только по оси v x, что нарушит его симметрию. Например, упоминавшееся выше поле с амплитудой 20 Гц вызовет заметные сдвиги сигналов в диапазоне в несколько сотен герц. Таким образом, этот эффект может создавать серьезные осложнения.

Схема предварительного насыщения перестает работать, когда об лучаемый сигнал участвует в химическом обмене с другими интере сующими нас ядрами, на которые таким образом будет переноситься насыщение. Эта проблема часто возникает при подавлении сигналов воды в водных растворах. Протоны воды неизбежно будут обмениваться с такими функциональными группами, как ОН и NH. Кроме того, если нам нужны именно их сигналы, то мы не можем использовать в качестве растворителя дейтерированную воду. В результате предварительное насыщение неприменимо именно там, где оно больше всего нужно.

В такой ситуации, очень часто встречающейся в биологических экспе риментах, необходимо применять другие методы, не использующие облучение сигнала воды.

Подавление пиков «скроенным» возбуждением. Существует множество схем «скроенного» возбуждения, которые «раскрывают» частотное рас пределение возбуждающего импульса таким образом, чтобы исключить воздействие на некоторую спектральную область. В общем случае они состоят из замены жесткого неселективного импульса группой слабых импульсов или последовательностью жестких импульсов, производящих аналогичный эффект (один из видов составных импульсов). Наиболее распространенный метод «мягкого импульса»-это редфилдовский 2-1-4-«скроенный» импульс [19]. Но при всей эффективности его можно применять только на спектрометрах, позволяющих производить дли тельные слабые импульсы, что часто оказывается недоступным. Кроме того, при необходимости значительного подавления пиков он очень чувствителен к выбору параметров. В последние годы был предложен целый ряд жестких составных импульсов для достижения того же эффекта. Эти методы имеют более широкую область применения, поэтому мы ограничимся их кратким описанием.

Последовательность А (А - I —т —I- I Выборка...

^/ х \/ —х известна под названием «прыжок-возврат» („jump and return", J R) [20].

Она вполне понятна и послужила прародителем целого семейства экспериментов. Если частоту передатчика настроить точно на подав ляемый пик, то во время задержки т он будет оставаться постоянным во вращающейся системе координат, и второй импульс вернет его на ось z.

Остальные же пики во время задержки т будут прецессировать, и их намагниченность частично, а может быть, и полностью, не подвергнется воздействию второго импульса (рис. 7.17). Очевидно, что любой сигнал, успевший за время т совершить прецессию точно на я, 2л... (т. е. линии на Глава -выборка В А Рис. 7.17. Воздействие двух импульсов «прыжок-возврат» на систему из двух линий, одна из которых находится точно в резонансе, другая смещена по частоте на 1/4 т.

частотах 1/2т, 1/т Гц... от опорной), также будет подавлен, а сигналы в диапазоне от 0 до 1/2т будут возбуждаться в неодинаковой степени с максимумом на частоте 1/4т. Поэтому т подбирается таким образом, чтобы поместить интересующий нас спектральный диапазон в область максимального возбуждения.

Недостатки этого эксперимента, общие для всех экспериментов такого типа, сразу понятны. Неравное возбуждение частей спектра делает невозможным количественное сравнение интенсивностей сигна лов. Вероятно, это неизбежная плата за возможность не возмущать сигнал растворителя. Кроме того, ширина полосы «нулевого возму щения» передатчика сравнительно невелика. Если сигнал растворителя широк, или имеет боковые полосы, или частота передатчика непра вильно настроена, то подавление растворителя будет неполным.

Мы можем построить последовательность с лучшими характеристи ками. Например, можно расширить нулевую полосу передатчика, до бавив в последовательность новые импульсы с длительностями, опре деленными из коэффициентов биномиального разложения [21]. Ис пользуя введенное ранее сокращенное обозначение, мы можем записать последовательность «прыжок-возврат» как IT. Тогда_другие предста вители этой серии будут выглядеть как 121, 133Т, 14641 и т.д. (подра зумевается, что все импульсы разделены задержками т). При этом импульс «1» не обязательно имеет длительность тг/2;

важно, чтобы сохранялось правильное соотношение длительностей импульсов в по следовательности. Имеет смысл только суммарный угол поворота всех импульсов, который определяет эффективный угол поворота намагни ченности сигналов, находящихся на расстоянии 1/2т от резонанса.

Обычно он выбирается я/2 или меньше. Таким образом, обычный «прыжок - возврат» оказывается нетипичным представителем серии, Дополнительные сведения об экспериментальных методах поскольку его эффективный угол на указанных частотах составляет я (т.е. нулевое возбуждение).

Наилучший компромисс между сложностью последовательности и ее эффективностью-это, наверное, последовательность 1ЗЗТ. При ее вы полнении экспериментатор может выбрать суммарный угол тг/4 и по добрать т исходя из величины спектрального диапазона. Например, для наблюдения большинства нормальных протонных спектров области максимального возбуждения следует поместить на расстоянии + 4 м. д.


от сигнала воды. Тогда на спектрометре с частотой 500 МГц задержка т будет составлять около 250 мкс. Поскольку длительность импульса «1» должна составлять 1/8 от я/4, он может оказаться слишком ко ротким для его практического выполнения. Выход состоит в ослаблении поля Вх с помощью аттенюатора до такой величины, чтобы получить разумную длительность. Если длительность я/4-импульса составляет 4 мкс без аттенюатора, то длительность «1»-импульса будет 0,5 мкс.

Для большинства спектрометров лучше всего увеличить ее как минимум до 2-3 мкс с помощью аттенюатора в 12-15 дБ, что позволит избежать нежелательных эффектов от его плохой формы. Некоторые спектро метры позволяют автоматически подключать аттенюатор, в остальных же необходимо использовать внешнее устройство, подключаемое к выходу передатчика. При использовании последнего способа имейте в виду, что аттенюатор следует включать между передатчиком и пред усилителем, а не между предусилителем и датчиком, поскольку это приведет к ослаблению наблюдаемых сигналов ЯМР.

Импульс 133Т позволяет получать спектры с понижением интен сивности сигнала растворителя в несколько тысяч раз, сравнимым 5,4 5,2 5,0 4,8 4,6 4,4 4,2 4,0 3,8 3,6 3,4 3, м.8.

Рис. 7.18. Подавление сигнала растворителя с помощью импульса 1331 (спектр с неподавленным сигналом приведен на рис. 7.16). Обратите внимание на то, что единственный сигнал слева от растворителя имеет обратную фазу.

252 Глава с результатами эксперимента с предварительным насыщением. Фаза спектра сильно зависит от частоты сигналов, но зависимость носит приблизительно линейный характер, и ее можно скомпенсировать обыч ным путем. Кроме того, сигналы, находящиеся по разные стороны от опорной частоты, имеют противоположные фазы, поэтому, если у вас нет специальной процедуры фазовой коррекции, одна половина спектра окажется перевернутой (рис. 7.18).

7.7.3. Селективное возбуждение Селективное возбуждение мягкими импульсами. Наиболее прямой способ возбуждения ограниченной спектральной области-это снижение амплитуды поля Bt. Каким же образом амплитуда поля связана с ши риной полосы эффективного возбуждения импульса? Заметьте, мы хо тим перейти от зависимости амплитуды радиочастотного поля от времени к ее зависимости от частоты, т.е. перейти от временного представления к частотному. При условии линейности спиновой системы (т.е. при условии равенства отклика на комбинацию возбуждений сумме откликов на отдельные возбуждения) это можно сделать, подействовав преобразованием Фурье на функцию во временной области. Фурье-образ прямоугольного импульса (прямоугольник - хорошее приближение оги бающей импульса, получающегося при включении и последующем выключении передатчика) - это бесконечная функция (sinx)/* или sincx (см. гл. 2, рис. 2.16).

Кривая sincx, соответствующая импульсу длительностью т, про ходит через нуль каждые 2/т Гц;

область равного возбуждения на ходится внутри первой пары нулей, допустим, в области ±0,2/т от центральной частоты. Однако с точки зрения селективности (т.е. от сутствия возбуждения прочих сигналов) активную область следует распространить на большие расстояния, возможно, на + 10/т от цент ральной частоты, поскольку заметное возбуждение наблюдается не только внутри первой пары нулей. Таким образом, чтобы избежать воздействия на сигналы, не входящие в область 200 Гц, мы должны использовать импульс длительностью как минимум 50 мс;

при этом следует выбрать такую напряженность поля, чтобы получить нужный угол поворота (например, 5 Гц для я/2-импульса). Учтите, что се лективность такого эксперимента будет намного ниже величины, ожи давшейся на основании измерений только напряженности поля;

объяс няется это формой импульса. Но при своей недостаточной селектив ности импульс длительностью 50 мс пригоден для создания равно мерного возбуждения лишь в узком диапазоне порядка + 4 Гц вокруг резонансной частоты.

Такие мягкие прямоугольные импульсы, несмотря на их очевидные недостатки, находят широкое применение. Если они нужны на про тонной частоте, например для описанного в гл. 6 эксперимента SP1 или для инверсии сигналов при измерении нестационарного ЯЭО (гл. 5), Дополнительные сведения об экспериментальных методах Рис. 7.19. Зависимость возбуждения, создаваемого одинаковыми прямоугольным (внизу) и гауссовым (вверху) импульсами, от расстройки. Длительность импуль сов 80 мс, расстройка увеличивается с шагом 2,5 Гц.

то в качестве источника облучения можно использовать декаплер:

настройка его на нужные длительности импульса и напряженности поля обычно не вызывает затруднений. Если прибор позволяет управлять амплитудой радиочастотного сигнала во время самого импульса, то можно получить результаты с большей селективностью за счет выбора подходящей формы импульса. Придав огибающей импульса гауссову форму, мы устраняем боковые лепестки, присущие частотной харак теристике прямоугольного импульса, и обеспечиваем быстрый и плав ный спад возбуждения при удалении частоты от резонанса [22]. Это очень похоже на устранение «виглей» с помощью аподизации усеченных данных (гл. 2). На рис. 7.19 сравниваются зависимости эффективности возбуждения от отклонения от резонанса для прямоугольного и гауссова импульсов эквивалентной длительности.

Селективное возбуждение с помощью DANTE. Почти все спектро метры имеют стандартный источник облучения с настраиваемой мощ ностью, который может работать на частоте протонов в течение большого промежутка времени (декаплер). Однако такой же источник, работающий на частоте других ядер, встречается гораздо реже. Конечно, мы можем попытаться использовать для этого широкополосный пере датчик, понизив его выходную мощность, но конструкция импульсных усилителей часто не позволяет им работать дольше нескольких сотен микросекунд, и включение на более длительное время приводит к вы ходу из строя. Поэтому при необходимости создания селективного импульса на частоте гетероядра (например, при выполнении переноса поляризации с 3 1 Р) необходимо пользоваться другими методами. Это, например, последовательность DANTE (Delays Alternating with Nutations for Tailored Excitation-чередование задержек и нутаций для «скроенно го» возбуждения) [23], состоящая из т жестких импульсов, имеющих Глава очень малый угол поворота, постоянную фазу и одинаковые интервалы между собой:

а — т — а — т — а — х — а — т — а — т —...

Действие этой последовательности на спиновую систему можно про анализировать аналогично прямоугольному импульсу, выполнив преоб разование Фурье всей цепи или рассмотрев ее с точки зрения векторной модели. В последнем случае сигнал, находящийся точно на частоте передатчика, будет постоянным во вращающейся системе координат в интервале т. Малые импульсы будут суммироваться, и общий угол поворота всей последовательности составит та. Остальные резонансы в промежутках между импульсами будут прецессировать и, таким образом, окажутся менее возбужденными, если, конечно, не будут успевать сделать целое число поворотов. Следовательно, частотная характеристика возбуждения будет иметь лепестки через каждые 1/т. Гц;

—I— —I— —I— —1— 32 30 28 26 22 18 Рис. 7.20. Спектр 1 3 С холестерилацетата без развязки от протонов очень сложен даже на частоте 125 МГц (средний спектр);

использование описанной в тексте последовательности DANTE позволяет извлекать из него отдельные мульти плеты (два верхних спектра).

Дополнительные сведения об экспериментальных методах более детальный анализ показывает, что каждый лепесток имеет форму функции sine*.

Селективность облучения внутри каждого лепестка определяется полной длительностью последовательности тг;

расстояние между ну лями на кривой sincjc составляет приблизительно 2/тх. Следовательно, нужно выбирать такую величину а, чтобы она составляла незначи тельную часть от требуемой длительности импульса, а тх оставался малым в сравнении с временем релаксации. Короткие импульсы не очень удобны, избежать их использования можно с помощью деления выход ной мощности передатчика. Величина т подбирается так, чтобы лепестки частотной характеристики не попали на те пики, которые не следует возбуждать. Частота передатчика настраивается на интересующий нас диапазон.

Последовательность DANTE можно использовать во всех экспери ментах, где требуется селективное возбуждение. На рис. 7.20 приведен пример разделения с ее помощью сложных спектров С на отдельные сигналы. Во время генерирования DANTE включается широкополосная развязка от протонов, т и т выбраны таким образом, чтобы по следовательность в сумме была эквивалентна тг/2-импульсу. Во время выборки декаплер выключается, что позволяет регистрировать мульти плетную структуру сигналов.

7.8. Несколько тестов для спектрометра Описанные в гл. 3 тесты на чувствительность, форму линии и раз решение служат основными критериями качества спектрометра, и имен но на них тратится значительная часть времени при покупке нового прибора. Однако круг различных производителей спектрометров не так широк. Даже если вам покажется, что тот или иной прибор имеет самые хорошие характеристики, то в болЪе реальных условиях окажется, что между ним и остальными приборами нет существенных различий. Но затраты на покупку современного спектрометра ЯМР довольно велики даже для крупных промышленных концернов, поэтому имеет смысл упомянуть несколько менее очевидных тестов, позволяющих более детально оценить качество прибора. Эти тесты нельзя назвать стан дартными, поэтому при сравнении спектрометров вы должны точно определить свои намерения и убедиться, что тесты на разных приборах производятся в строго одинаковых условиях.

Не все из этих тестов предназначены для количественного опре деления характеристик спектрометра. Оценить количественно такие важные показатели, как, например, кратковременную стабильность от ношения поле/частота или однородность поля Ви может быть очень непросто, в то время как качественное сравнение сделать довольно легко. Оценка других качеств прибора, таких, как стиль программного обеспечения,-дело чисто субъективное, но не менее важное. При покупке прибора труднее всего решить, какие же задачи вы собираетесь решать 256 Глава с его помощью. В университетах обычный ответ на этот вопрос-«все», но этот ответ не самый лучший. В промышленности круг задач может быть гораздо более определенным.


Относительная важность различных качеств спектрометра опреде ляется предполагаемыми задачами. Например, если вы собираетесь регистрировать только рутинные протонные спектры, то все обычные тесты и все тесты из этой главы можно не проводить. Приборы всех четырех основных производителей (фирмы JEOL, Bruker, Ge NMR Instruments и Varian) имеют вполне пригодные для этой цели ха рактеристики. Лучше обратите внимание на пакеты программного обеспечения: насколько быстро, легко и удобно с ними работать?

Сможет ли неспециалист овладеть ими за час или два? В какой степени возможна автоматизация операций? Отвечает ли требованиям доку ментация? (часто основной недостаток состоит именно в этом). Это наиболее важные вопросы, на которые вы должны получить ответ.

Однако их очень трудно или даже невозможно выяснить во время короткой демонстрации спектрометра. Лучше всего обсудить их со сторонними пользователями приборов. Конечно, все они будут жа ловаться и критиковать производителей;

но, возможно, пользователи одних приборов будут настроены заметно критичнее, чем пользователи других.

Если ваш прибор будет использоваться в нерутинном режиме, где потребуется предельная чувствительность, разрешение или еще что нибудь, то вам необходим совершенно иной подход к его оценке.

Программное обеспечение сохраняет всю свою значимость, но некото рое неудобство работы с ним вполне можно будет допустить. Ключевым его достоинством становится гибкость. Для многих экспериментов из оставшейся части этой книги необходимо надежно контролировать импульсную последовательность в микросекундном масштабе времени.

Для двумерных экспериментов важно наличие мощных вычислительных средств, позволяющих максимально свободно проводить обработку данных. К сожалению, большинство современных спектрометров не обладает этими свойствами в достаточной мере, и фирмы продолжа ют совершенствовать программное обеспечение своих приборов;

поэтому такие свойства необходимо тщательно анализировать при покупке.

Даже если программные средства прибора обеспечивают превос ходное управление экспериментом, то проверьте, дают ли конкретные эксперименты требующиеся результаты. Такие характеристики прибора, как стабильность, постоянство отношения поле/частота, диапазон и точность фазовых сдвигов, диапазон и воспроизводимость длительности импульсов, форма импульса, однородность поля Ву, не так легко оттестировать, однако они могут полностью испортить результаты многоимпульсных экспериментов. Приводящиеся далее тесты позво ляют получить хотя бы качественную информацию о некоторых из них.

Дополнительные сведения об экспериментальных методах Измерьте длительность я-импульса и затем повторите измерения с другими фазами импульса (их должно быть как минимум 4, а можно и больше): полученные величины не должны различаться. Проана лизируйте форму остаточного сигнала я-импульса, она характеризует однородность поля Bt. Проверьте, точно ли кратным длительностям я-импульса (т.е. 2я-, Зя-импульсам и т.д.) соответствуют точки нулевой интенсивности сигналов. Если это не так, значит, передатчик плохой и не может генерировать длительные импульсы. Если последний тест про шел, то сравните длительность я-импульса с его длительностью при понижении выходной мощности передатчика на 12 дБ. Она должна увеличиться ровно в 4 раза;

другие соотношения могут свидетельство вать о плохой форме импульса (но убедитесь, что делитель точно откалиброван).

Чувствительный тест сразу на все характеристики спектрометра-это разностная спектроскопия. Попробуйте зарегистрировать два прохожде ния одного и того же спектра, содержащего единственную линию, и вычтите их друг из друга (убедитесь, что задержка между про хождениями обеспечивает полную релаксацию). Амплитуда остаточного пика будет определяться кратковременной стабильностью (см. гл. 5).

Проделайте это несколько раз, чтобы получить диапазон возможных величин. Выполните этот эксперимент, поменяв фазу передатчика и за менив вычитание сложением. Должен получиться тот же результат;

изменившийся результат свидетельствует о плохой отработке фазовых сдвигов.

Отличные от 180° фазовые сдвиги проверить сложнее;

на спектро метрах недавнего выпуска, позволяющих создавать небольшие фазовые сдвиги, попробуйте провести с различными ср эксперимент:

Выборка...

Амплитуда сигнала должна быть пропорциональна sin ср. Фазовые сдви ги в канале декаплера можно проверить с помощью модифицированного варианта калибровки длительности импульса на «других ядрах»

(разд. 7.2.3):

С: Выборка...

'п 2...

При точной калибровке длительности протонного я/2-импульса ин тенсивность компонент дублета 1 3 С должна быть пропорциональна cos (р. Дальнейшую проверку фазовых сдвигов и общей стабильности спектрометра можно проделать с помощью эксперимента по много квантовой фильтрации максимально возможного порядка (не обяза 17- 258 Глава тельно двумерного, см. гл. 8, разд. 8.4.3 и последнюю часть разд. 8.5.1).

Проанализируйте степень подавления нежелательных пиков и степень возбуждения желательных.

Двумерная спектроскопия (гл. 8-10) в общем случае очень чувстви тельна к дефектам спектрометра. Выполните эксперимент COSY (гл. 8) на концентрированном образце, где обычный шум пренебрежимо мал.

Проанализируйте величины «шума по /t» (гл. 8, разд. 8.3.6), которые очень чувствительны к качеству спектрометра, но убедитесь, что все условия проведения эксперимента (ширины спектров, углы импульсов, задержки, режимы обработки данных и функции окна) одинаковы на сравниваемых спектрометрах и спектры не «симметризованы»

(разд. 8.3.6). Особенно чувствительна к прибору J-спектроскопия (гл. 10);

зарегистрируйте./-спектр без использования EXORCYCLE и посмотрите, на что похожи ложные пики [24, 25].

Попробуйте, наконец, провести эксперименты того типа, которые вы собираетесь выполнить на этом приборе. Сначала испытайте простые образцы, свойства которых вам уже известны, а затем сложные, которые вы еще никогда не исследовали. Попробуйте очень разбавленные и очень концентрированные образцы (не удивляйтесь, дефекты электроники приемника могут проявиться как раз на интенсивных сигналах). По смотрите, нет ли в спектре выбросов на частоте передатчика, других выбросов, квадратурных пиков и т.д. Получите спектр без использо вания фазового цикла CYCLOPS и посмотрите, насколько он ухуд шился. Попробуйте зарегистрировать спектр одновременно с выпол нением серьезной вычислительной задачи (например, двумерного пре образования Фурье);

часто компьютер или система его дисков могут наводить помехи в радиочастотном канале спектрометра.

Литература 1. Giinther Я„ Wesener J.R., J. Mag. Res., 62, 158 (1985).

2. Thomas D.M., Bendall M.R., Pegg D. Т., Doddrell D.M., Field J., J. Mag. Res., 42, 298 (1981).

3. Freeman R., Kempsell S. P., Levitt M.H., J. Mag. Res., 38, 453-479 (1980).

4. Levitt M.H., Ernst R.R., J. Mag. Res., 55, 247-254 (1983).

5. Shaka A.J., Freeman R., J. Mag. Res., 55, 487-493 (1983).

6. Shaka A.J., Bauer C.J., Freeman R., J. Mag. Res., 60, 479-485 (1984).

7. Levitt M.H., Freeman R., J. Mag. Res., 43, 65 (1981).

8. Levitt M.H., Ernst R.R., Mol. Phys., 50, 1109-1124 (1983).

9. Waugh J.S., J. Mag. Res, 50, 30-49 (1982).

10. Shaka A.J., Keeler J., Freeman R., J. Mag. Res, 53, 313-340 (1983).

11. Shaka A.J., Barker P. В., Freeman R., J. Mag. Res, 64, 547-552 (1985).

12. Ernst R.R., Anderson W.A., Rev. Sci. fast, 37, 93-102 (1966). Это первая работа, предлагающая использовать метод Фурье в спектроскопии ЯМР.

13. Waugh J.S., J. Mol. Spec, 35, 298-305 (1970).

14. Freeman R., Hill H.D.W., J. Mag. Res, 4, 366-383 (1971).

15. Waldstein P., Wallace W.E., Rev. Sci. fast, 42, 437-440 (1971).

16. Weiss G.H., FerrettiJ.A., J. Mag. Res, 55, 397-407 (1983).

17. Herring F.G., Phillips P.S., J. Mag. Res, 59, 489-496 (1984) и ссылки в этой работе.

Дополнительные сведения об экспериментальных методах 18. Hoult D.I., Chen C.-N., Eden H., Eden M., J. Mag. Res., 51, 110-117 (1983).

19. Redfield A.G., in: NMR-Basic Principles and Progress (Diehl P., Fluck E., Kos feld R., eds.), 13, 137-152, Springer-Verlag, 1976.

20. Plateau P., Gueron M., J. Amer. Chem. Soc., 104, 7310-7311 (1982).

21. Hore P.J., J. Mag. Res., 55, 283-300 (1983).

22. Bauer С J., Freeman R., Frenkiel T, Keeler J., Shaka A. J., J. Mag. Res., 58, 442-457 (1984).

23. Morris G.A., Freeman R., J. Mag. Res., 29, 433-462 (1978).

24. Bodenhausen G., Freeman R., Niedermayer R., Turner D. L., J. Mag. Res., 26, 133-164 (1977).

25. Bodenhausen G., Freeman R., Turner D.L., J. Mag. Res., 27, 511 (1977).

Глава Двумерная корреляционная спектроскопия ЯМ Р. Корреляция за счет гомоядерного взаимодействия 8.1. Введение С помощью какого из двух основных типов экспериментов рас сматривать предмет двумерной спектроскопии? Мне было трудно выб ра гь между./-разрешенной спектроскопией и корреляционной. J-Спект ры, описанные в гл. 10, могут быть поняты до конца (для систем первого порядка) при использовании нашей графической векторной модели, и с этой точки зрения начать можно было бы с них. Однако эти эксперименты достаточно ограниченны по числу приложений, и у не искушенного читателя может возникнуть ощущение того, что дости жение даже не очень значительных результатов с использованием этой техники потребует больших усилий.

В то же время гомоядерные кор реляционные спектры различных типов настолько полезны, что, оче видно, не придется разочароваться, если начать именно с них. С этой точки зрения они, по-видимому, будут полезны в качестве вводных примеров. К сожалению, нам, возможно, не удастся до конца постичь всей глубины этих экспериментов без анализа поведения макроско пической намагниченности. При этом возникает опасность напустить туману и окончательно запутать вопрос о том, что же все-таки про исходит в двумерных экспериментах. Как видно из названия этой главы, я в конце концов сделал выбор в пользу корреляционной спектроскопии, надеясь на то, что возникающая при этом нестрогость описания экспе риментов в достаточной мере компенсируется тем, что уже в самое ближайшее время нам удастся познакомиться с реальными химическими приложениями.

Имея это в виду, я начинаю с объяснения меченых частот, которые являются основой двумерных ЯМР-экспериментов. До конца это можно осознать с привлечением понятия макроскопической намагниченности.

В дальнейшем я попрошу вас принять как факт, без перепроверки, интересный результат, проявляющийся при действии второго радио частотного импульса на систему, которая к этому моменту уже имеет определенную величину поперечной намагниченности. Это даст нам возможность непосредственно приступить к рассмотрению прикладных аспектов. В гл. 6 мы уже сталкивались с частными проявлениями этого явления, поэтому нам не составит большого труда сделать здесь некоторое обобщение. Несколько позже мы опять вернемся к вопросу Двумерная корреляционная спектроскопия ЯМР о том, что происходит во время второго импульса и постараемся прочувствовать концепцию когерентности и переноса когерентности.

Однако до этого нам предстоит обсудить множество технических вопро сов, связанных с концепцией двумерного эксперимента. Части этого раздела будут иметь аналогии с заключительными частями разд. 4. гл. 4. Ознакомление с некоторыми разделами настоящей главы можно перенести на более позднее время, когда понимание этого материала окажется необходимым. В этой главе технические детали обсуждаются подробнее, чем в остальных главах, потому что большая часть из них имеет общий характер для всех двумерных экспериментов. Основной эксперимент, на котором построено содержание этой главы, имеет множество разновидностей. В следующем разделе приводится обсужде ние тех из них, которые, на мой взгляд, наиболее полезны. В заключение рассматриваются еще два корреляционных эксперимента, которые дают несколько иную информацию.

8.2. Меченые частоты Хотелось бы, чтобы вы представили себе следующий эксперимент.

На первый взгляд он может показаться не очень серьезным, но на самом деле иллюстрирует основу техники, имеющей чрезвычайно важное значение для спектроскопии ЯМР. Возьмем образец, спектр ЯМР которого характеризуется только одной резонансной линией, например раствор хлороформа в дейтерированном растворителе при наблюдении протонов. Линия имеет химический сдвиг v. Проследим за превра щением этой линии во вращающейся системе координат после (я/2)х-им пульса, так же как мы делали много раз раньше. Для простоты будем полностью пренебрегать эффектами продольной релаксации, но учи тывать поперечную релаксацию, которая определяет форму линии сиг нала ЯМР. На рис. 8.1 изображена линия, которая в течение опре деленного времени прецессировала на частоте v (в Гц). Это время обозначим через tx, исходя из соображений, которые станут понятными в дальнейшем (эту переменную не следует путать с 7\-временем продольной релаксации). В конце интервала tt прикладывается второй (я/2)х-импульс и производится регистрация сигнала ЯМР в форме сигнала ССИ. Что же при этом происходит?

Лучший способ ответить на этот вопрос-проследить за проекциями Рис. 8.1. Амплитудная модуляция сигнала ЯМР может быть следствием варьи рования интервала между двумя импульсами.

262 Глава компонент намагниченности на осчх х и у. В течение интервала времени ti вектор намагниченности совершил прецессию на угол 2nvty. Если длина вектора равна М, то из простых тригонометрических соотношений (см.

рис. 8.1) следует, что его компонента вдоль оси у равна М cos2nvt1, а компонента вдоль оси х равна М sin 2nvtt. Величина М в свою очередь связана с начальной намагниченностью Мо соотношением /r M = M 0 e-'i 2 (8.1) которое следует из определения Т2 (правильнее было бы писать Tf, однако я опускаю индекс «*» из соображений удобства набора текста).

Второй импульс, обозначенный (п/2)х, поворачивает ^-компоненту намагниченности дополнительно на угол 90°, переводя ее по направ лению оси z, в то время как лг-компонента остается без изменения. Таким образом, величина намагниченности, определяющая амплитуду сигнала ЯМР, составит Msin2nvt1. При этом наблюдается совершенно нор мальный спектр, за исключением того, что он имеет определенное отклонение по амплитуде.

Теперь представим себе, что произойдет, если мы проведем серию экспериментов с различными значениями tlt например начинающимися с нуля и монотонно возрастающими до нескольких секунд, т. е. проведем дискретную выборку интервалов tt. Если мы возьмем данные из каждого эксперимента и преобразуем их в спектр, то для каждого эксперимента получим пик, причем амплитуда пиков будет изменяться как функция 11.

Действительно, она будет синусоидально осциллировать с частотой v, и величина поперечной намагниченности в конце интервала tt составит Рис. 8.2 точно иллюстрирует этот эксперимент или по Msin2nvtl.

крайней мере несколько начальных значений tl (на нем изображены протонные спектры хлороформа на частоте 500 МГц!). В этом экспе рименте v составляет 80 Гц и интервал между значениями tx принят равным 1 мс.

Помня о том, что данные спектра ЯМР состоят из дискретного набора чисел, представим себе, что будем выбирать по одной точке из каждого спектра, причем выбранная точка должна соответствовать максимуму сигнала хлороформа. Если предположить, что система ЯМР-стабилизации нашего спектрометра работает нормально, это всег да будет одна и та же точка. Что же мы получим, записав эти точки как функцию ft? Просто график амплитуды сигнала, которая осциллирует с частотой v и затухает экспоненциально с постоянной времени Т2, как это изображено на рис. 8.3. Я надеюсь, вы сразу увидите, что этот график выглядит как некий ССИ. Конечно же, так оно и есть -это синусоидальная осцилляция, экспоненциально затухающая, и мы оциф ровали ее, выбирая значения tx с некоторым шагом. Действительно, это ССИ, но не существующий в «реальном времени» как сигнал, который мы регистрируем в обычном ЯМР-эксперименте. Он генерируется точка за точкой как функция переменной ti. Чтобы подчеркнуть это, мы назовем такой график интерферограммой.

Двумерная корреляционная спектроскопия ЯМР Рис. 8.2. Результат использования последовательности, изображенной на рис. 8.1, с различными г,.

Рис. 8.3. Изменение амплитуды сигнала в спектре, представленном на рис. 8.2.

Приведено сечение параллельно оси tt;

секущая плоскость проходит через вершины пиков.

Глава Сейчас мы отчетливо представляем себе, что если провести фурье преобразование такого набора данных, то получится частотный спектр, содержащий лоренцеву линию с шириной 1/пТ2 и частотой v. Другими словами, то же самое мы уже получили из «обычного» ССИ, состав ляющего основу этого эксперимента. Большей общности, чем при преобразовании только точек, соответствующих максимумам сигнала хлороформа, мы добьемся при фурье-преобразовании каждого столбца точек, взятого из полного набора ССИ. Это равнозначно двумерной обработке нашего набора данных, т. е. вместо функции одной временной переменной, как в случае простого ССИ, это будет функция двух переменных f(tu t2)- Первый временной параметр t1 соответствует интервалу между двумя импульсами (это первое время в эксперименте, следовательно, t-L), а второй параметр является «реальным временем», в течение которого производится выборка данных. Двумерное преоб разование Фурье переводит наши данные в двумерный спектр частот /( v i уг) и сейчас нам следует проработать вопрос о том, какую смысловую нагрузку несут переменные vx и v 2.

Очевидно, что v 2 является мерой химического сдвига v сигнала и, как мне кажется, легко видеть, что переменная vl также определяет хими ческий сдвиг сигнала v, поскольку полученная нами интерферограмма имеет осцилляции с частотой v. Итак, мы получили квадратный спектр с двумя ортогональными осями и с сигналом, имеющим в частотном представлении максимум в точке с координатами (v, v), т. е. на диаго нали (рис. 8.4). Сечением этого спектра через его центр в направлении осей vi или v 2 является лоренцева линия с шириной 1/яТ2. Это наш первый двумерный ЯМР-эксперимент. Я могу согласиться, что он не слишком впечатляющий, поскольку не содержит никакой дополнитель ной информации по сравнению с обычным спектром. Однако он имеет все необходимые элементы прототипа двумерного эксперимента (рис. 8.5), в котором сигнал модулируется как функция переменной t и затем регистрируется как функция t2. Все двумерные эксперименты Рис. 8.4. Результат преобразования по второй координате-двумерный сигнал поглощения. Альтернативное контурное представление (справа) обсуждается ниже в тексте.

Двумерная корреляционная спектроскопия ЯМР Рис. 8.5. «Прототип» двумерного эксперимента.

осуществляются таким образом. Я хочу особо выделить эту мысль, чтобы обратить внимание на то, что идея, лежащая в основе двумерной спектроскопии, на самом деле исключительно проста. Композиция некоторого «нечто» и некоторого «нечто другое» на рис. 8.5 может быть сложным делом, но концепция модуляции намагниченности перед ее регистрацией проста.



Pages:     | 1 |   ...   | 5 | 6 || 8 | 9 |   ...   | 10 |
 





 
© 2013 www.libed.ru - «Бесплатная библиотека научно-практических конференций»

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.