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 |   ...   | 7 | 8 || 10 |

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

-- [ Страница 9 ] --

Пример обнаружения ЯЭО дан на рис. 8.46. Это спектр NOESY сое динения 8, которое является производным пенициллина. Времена релак сации протонов Ту в его обезгаженном растворе в D 2 O изменяются в широком диапазоне от 0,4 до 2 с, поэтому для параметра хт было выбрано промежуточное значение 1 с. Тем не менее кросс-пики прояв ляются в местах, ожидаемых для измерений равновесного ЯЭО. В этом случае не возникает трудностей, связанных со спин-спиновым взаимо действием, и мы вполне уверены, что кросс-пики возникают как след ствие эффекта Оверхаузера.

348 Глава Литература 1. Evans S. R., Hayman A. R., Fellows L. E., Shing T.K.M., Derome A. E., Fleet G. W. J., Tet. Lett., 26, 1465-1468 (1985).

2. States D.J., Habekom R.A., Ruben D.J., J. Mag. Res., 48, 286-292 (1982).

3. Keeter J., Neuhaus D., J. Mag. Res., 63, 454-472 (1985).

4. Marion D., Wuthrich K., Biochem. Biophys. Res. Comm., 113, 967-974 (1983).

5. Бакс Э. Двумерный ядерный магнитный резонанс в жидкости. Пер. с англ.-Новосибирск: Наука, Сибирское отделение, 1989.

6. Levitt M.H., Bodenhausen С, Ernst R.R., J. Mag. Res., 58, 462-474 (1984).

7. MehlkopfA.F., Korbee D., Tiggelman T.A., Freeman R., J. Mag. Res., 58, 315- (1984).

8. Nagayama K., Kumar A., Wuthrich K., Ernst R.R., J. Mag. Res., 40, 321 (1980).

9. Griesinger С W., Sfrensen O. W, Ernst R. R., J. Amer. Chem. Soc, 107, 6394- (1985).

10. Piantini U., Sfrensen 0. W., Ernst R. R., J. Amer. Chem. Soc, 104, 6800-6801 (1982).

11. Bodenhausen G., Ernst R.R., J. Amer. Chem. Soc, 104, 1304-1309 (1982).

12. Wagner G., J. Mag. Res., 55, 151-156 (1983).

13. Box A., Freeman R., Frenkiel T.A., J. Amer. Chem. Soc, 103, 2102-2104 (1981).

14. Mareci Т.Н., Freeman R., J. Mag. Res., 51, 531-535 (1983).

15. BoydJ., Dobson СМ., Redfleld С, J. Mag. Res., 55, 170-176 (1983).

16. Bax A., Freeman R., Kempsell S. P., J. Amer. Chem. Soc, 102, 4849-4851 (1980).

17. Freeman R., Frenkiel T.A., Levitt M.H., J. Mag. Res., 44, 409 (1981).

18. Bax A., Freeman R., Frenkiel T.A., Levitt M.H., J. Mag. Res., 43, 478 (1981).

19. Mareci Т.Н., Freeman R., J. Mag. Res., 48, 158 (1982).

20. Turner D.L., J. Mag. Res., 58, 500-501 (1984).

21. Wagner G., Bodenhausen G., Muller N.. Ranee M., Sfrensen O.W., Ernst R.R., Wuthrich K., i. Amer. Chem. Soc, 107, 6440-6446 (1985).

22. Гюнтер Х. Введение в курс спектроскопии ЯМР. Пер. с англ.-М.: Мир, 1984.

23. Wagner G., Kumar A., Wuthrich К., Eur. J. Biochem., 114, 375 (1981).

24. Wuthrich К., Billeter M., Braun W, J. Mol. Biol, 180, 715-740 (1984).

25. Ranee M., Bodenhausen G., Wagner G., Wuthrich K., Ernst R. R., J. Mag. Res., 62, 497-510 (1985).

26. Venable T.L., Hutton W.C., Grimes R.N., J. Amer. Chem. Soc, 106, 29-37 (1984).

27. Brevard C, Schimpe R., Tourne G., Тоитё С. М., J. Amer. Chem. Soc, 105, 7059-7063 (1983).

28. Finke R. G., Rapko В., Saxton R. J., Domaille P. J., J. Amer. Chem. Soc, 108, 2947-2960 (1986).

29. Bax A., Drobny G., J. Mag. Res., 61, 306-320 (1985).

Глава Гетероядерная корреляционная спектроскопия 9.1. Введение При создании эксперимента INEPT на основе SPI в гл. 6 мы должны были тщательно исключить влияние химических сдвигов спинов S с помощью спинового эха. Если уберем эхо и сделаем варьируемым интервал между оставшимися импульсами, то получим & h 2 I: - Выборка (t2)— Ясно, что этот эксперимент может также приводить к переносу поляри зации, но степень переноса будет зависеть от специфического располо жения векторов намагниченности, относящихся к компонентам мульти плета, во время второго импульса. Оно в свою очередь зависит от резонансных частот сигналов S и длительности tx. Таким образом, мы имеем основу для двумерного эксперимента: амплитуда сигнала I, детектируемая в течение времени t2, будет модулироваться как функция ty на резонансных частотах спинов S. Приведенная выше схема состав ляет фундамент гетероядерной корреляционной спектроскопии. Другой путь рассмотрения этой последовательности состоит в сравнении с COSY. Единственная разница заключается в том, что перенос коге рентности после второго импульса распространен на другое ядро с по мощью одновременного импульса на частоте этого ядра. Таким обра зом, видно, что все эксперименты в гл. 6, 8 (исключая NOESY) и 9 осно ваны на одном и том же явлении: переносе когерентности между взаимодействующими спинами, который проще всего можно понять в контексте SPI.

Так как все основы для понимания двумерного ЯМР изложены в предыдущей главе, то здесь у нас остается относительно простая задача-изучить несколько технических деталей гетероядерного экспе римента и сделать обзор некоторых его вариантов. Простейший вид гетероядерной корреляции, описанный в следующем разделе, и COSY (предпочтительно в форме фазочувствительного DQF-COSY) представ ляют собой два главных метода двумерного ЯМР, к которым вы должны обращаться в первую очередь, берясь за решение проблемы. Все Глава другие эксперименты более специфичны и приспособлены к частным ситуациям, поэтому лучше всего держать их в резерве до тех пор, пока анализ сколько-нибудь не продвинется.

Довольно странно, что, несмотря на популярность игры по изобре тению сокращений, не возникло согласия по поводу того, как называть гетероядерную корреляционную спектроскопию. Полное название про износить очень неудобно, и авторы обычно прибегают к некоторой сокращенной версии. Часто ее называют H-X-COSY. Но тогда возни кает путаница, если другое ядро не протон, так же как и в случае, когда говорят просто COSY. Для ясности и краткости в дальнейшем я буду называть этот эксперимент в его оригинальной форме HSC (от англ.

Heteronuclear Shift Correlation). He сомневаюсь, что читатели с боль шими творческими способностями придумают свое собственное, более запоминающееся обозначение.

9.2. Детали HSC 9.2.1. Устранение различных КССВ Введение. На рис. 9.1 показано, что получается в результате при менения основной последовательности HSC для системы АХ. Сигналы в каждом измерении связаны кросс-пиками. Точно так же как и в фазо чувствительном COSY, компоненты оказываются в противофазе. Очень часто координата спектра v t как бы воспроизводит протонные хими ческие сдвиги, a v 2 содержит сдвиги гетероядра, например углерода.

Ясно, что поставленный таким образом эксперимент не удовлетворяет полностью тем требованиям, которые мы предъявляем к спектрам этих •7, •7, •7, Рис. 9.1. Основной тип эксперимента •7, по гетероядерной корреляции ' Н - 1 3 С для системы АХ (муравьиная кислота, квадратурное детектирование по V! с помощью метода TPPI).3 Обе коорди наты, как 'Н, так и С, содержат дублеты в противофазах (положитель ные и отрицательные контуры пока заны красным и черным цветом). Се M.S.

чение параллельно v 2 показано над 16*0 165, контурным представлением.

Гетероя^ерная спектроскопия ядер по одной из двух координат. Например, во время регистрации гетероядра применяется широкополосная протонная развязка;

следова тельно, мы не наблюдаем структуру мультиплетов, обусловленную взаимодействием с протонами. В то же время координата vx содержит частоты протонных линий, вызванных спин-спиновым взаимодействием с гетероядром, например С-сателлиты протонных линий при наблю дении углерода. Поэтому для упрощения интерпретации и получения оптимальной чувствительности в эксперименте желательно устранить гетероядерное взаимодействие по обеим координатам. Однако мы долж ны соблюдать осторожность, чтобы не разрушить также и сам экспери мент, который непосредственно зависит от наличия взаимодействия.

Устранение взаимодействия по v2. Для того чтобы иметь возможность включить широкополосную развязку в течение времени t2, мы должны получить компоненты детектируемого ядра в одной фазе. Возникает та же проблема, что и при развязке в INEPT, и, как обычно, она решается путем введения задержки после конечных импульсов последователь ности. Эта задержка, обозначаемая А2 в терминах HSC, играет ту же роль, что и задержка А в INEPT. В действительности это и есть та же самая задержка, поэтому ее можно выбирать на основании критериев, рассмотренных в гл. 6. Единственная разница состоит в том, что если двумерный эксперимент предназначен для представления спектра в виде магнитуды, то нам не нужно заботиться о фазовых изменениях, обус ловленных химическими сдвигами, в течение этого интервала. Таким образом, нет нужды помещать я-импульс в центр А2 с целью создания спинового эха для экспериментов в режиме магнитуды спектра. Фазовые изменения следует принимать во внимание, если используется фазо чувствительное детектирование.

Устранение взаимодействия по v t. Для получения по координате v t спектра, «развязанного» от гетероядра, требуется довольно тонкий под ход. Чтобы понять почему, представьте сначала, что у нас есть истинная широкополосная развязка от ядра I. Если ее применять на всем протя жении t u то эксперимент не получится совсем, потому что компоненты мультиплета, обусловленные гетероядерным взаимодействием, никогда не будут иметь противофазу, необходимую для переноса поляризации.

В действительности мы хотим сделать так, чтобы гетероядерное взаимо действие не модулировало сигнал в течение tt, но хотели бы все же получать с помощью этого взаимодействия линии в противофазе, что необходимо для переноса поляризации. Этого можно добиться подав лением спин-спинового взаимодействия в течение t1 и установкой другой задержки А1 между концом tt и стадией переноса поляризации, во время которой развязка выключается. В результате мы получим полную последовательность HSC для экспериментов в режиме магнитуды спект ра (рис. 9.2, последовательность А).

Дело выглядит так, как будто бы вы получили пирожное, но с условием, что откусывать от него можно только в течение времени tx.

352 Глава А А2 _ J раавязка п * —и — — Н= «-Д;

развязка _J L Ьыборка С= tJ развязка « ft Ч ~*"*" Ьыборка ft J L It развязка в 2 ^ *•_] развязка 2 ~*"г *~ 2 ~ V " t— _. Ьыборка 13 Г. Tt* Tt Tt Tt *= и или 111) 1Ц\ % РИС. 9.2. Улучшенные схемы последовательностей HSC: А - с гетероядерной развязкой по Vj и v 2 ;

S'-TO же самое, но с рефокусировкой во время задержек Д для фазочувствительных экспериментов;

В -устранение необходимости точ- ной широкополосной углеродной развязки с помощью тс-импульса по С в середине tv Постоянные задержки, такие, как Д г, не влияют на амплитудную модуляцию сигнала, но обеспечивают появление частотно-зависимых сдвигов фаз в v1. Еще раз отмечу, что это не влияет на эксперимент в режиме магнитуды спектра. Но необходимо исключить такие сдвиги фаз, если применяется фазочувствительный вариант со спиновым эхом (рис. 9.2, последовательность Б).

Практические трудности при реализации последней последователь ности возникают в связи с необходимостью осуществлять широко полосную развязку от ядра X, что трудно или даже невозможно на современных спектрометрах. К счастью, поскольку tt изменяется дис кретными шагами, вместо развязки можно просто воздействовать оди ночным я-импульсом на ядро I в центре tt. Как и в гипотетической схеме широкополосной развязки, описанной в гл. 7 (разд. 7.4), при этом направление прецессии компонент мультиплета меняется на противо положное, а поэтому спин-спиновое взаимодействие исчезает к концу t1.

Для достижения развязки достаточно только одного импульса, поэтому не происходит накопления ошибок, что препятствует применению тако Гетероядерная спектроскопия 7, 7, 7, Ч'п) 7, ьр •V Рис. 9.3. Эксперимент HSC с ге ма - тероядерной развязкой по обеим координатам (снова муравьиная 167, кислота).

го подхода при обычной широкополосной развязке. Однако и здесь часто используют составной импульс. В таком случае оптимальной схемой для фазочувствительного HSC с развязкой по координатам vx и v 2 была бы последовательность В на рис. 9.2.

Задержка (1/2)А1 в этой последовательности эквивалентна т в INEPT, и, следовательно, она должна иметь длительность 1/4J (т.е. Al = 1/2J).

Весь диапазон прямых КССВ протонов и углерода составляет 125-210 Гц. Однако в большинстве случаев при записи С—Н-корреля ционных спектров можно принять, что эта константа составляет около 130-150 Гц. Тогда At будет равно 3-4 мс. При необходимости значение Д, можно использовать для редактирования, но обычно оно устанав ливается равным 0,3/J (2-2,5 мс для Н—С-корреляции) для того, чтобы правильно воспроизводить интенсивности для групп IS, IS 2 и IS 3. В этом случае для системы АХ получается спектр, приведенный на рис. 9.3.

9.2.2. Другие экспериментальные аспекты Фазовый цикл. При создании фазового цикла для HSC самой важной проблемой является исключение аксиальных пиков и квадратурное детектирование по v t. Фазовое альтернирование конечного импульса по спину S и приемника позволяет исключить аксиальные пики. Такая же процедура используется для устранения собственной намагниченности ядра I в эксперименте INEPT. При этом необходимо, чтобы квадратурное детектирование проводилось в фазочувствительном режиме с помощью процедуры RuSH или TPPI, выбор которой зависит от особенностей конструкции вашего спектрометра. Однако в литературе часто встре чаются примеры создания эксперимента по правилам эха в режиме магнитуды спектра. Для этого случая конечный я/2-«мпульс по спину S сдвигается на 90° одновременно со сдвигом приемника на —90°.

Базовый фазовый цикл, таким образом, имеет четыре шага, или две пары из двух шагов, каждая в фазочувствительной форме.

При необходимости этот четырехшаговый цикл может быть рас 23- 354 Глава ширен с помощью последовательности CYCLOPS. В этом случае про исходит циклирование фазы всех импульсов и приемника с шагом в 90°, а также фазовое альтернирование всех я-импульсов.

Время регистрации и частота повторения. Поскольку данный экспе римент включает гетероядерное детектирование, потребуется тщатель ная оптимизация всех временных параметров для обеспечения прием лемой чувствительности. Изложенные здесь принципы уже обсуждались в гл. 7 (разд. 7.5.2) и 8 (разд. 8.3.5). Так как эта последовательность включает перенос поляризации, то частоту повторения определяют времена TY ядер S (обьгчно протонов). Для релаксации ядер S между прохождениями должен быть оставлен период около 1,3 Tj. Заметим, что это-время между прохождениями, а не общая скорость повторения, включающая время регистрации, потому что широкополосная развязка от S включается в течение времени t2.

Время регистрации по t2 должно быть по крайней мере равно среднему Г | для ядер I. Данное условие легко выполнимо, так как это время не является критическим для общего времени эксперимента. При этом время регистрации по ty может быть очень коротким. В отличие от COSY, где нам следовало быть весьма аккуратными, чтобы избежать уменьшения сигнала при подавлении противофазных пиков, сигналы в HSC находятся в фазе. Таким образом, необходимо только, чтобы Atl было достаточно большим для получения нужного нам разрешения по этой координате. При рутинном использовании HSC мы просто хотим скоррелировать протонные сдвиги с их гетероядерными партне рами-ядрами X;

следовательно, по координате vx допустимо цифровое разрешение в 10 Гц на точку или более, соответствующее А,^ = 100 мс или меньше. Если же по Vj необходимо получить высокое разрешение, то в таком случае следует увеличить время At. Однако при этом чувствительность эксперимента быстро понижается. В гл. 10 (разд.

10.4.3) для такого случая описан альтернативный подход. Идеальный, хотя и трудно выполнимый на практике, способ достижения высокого разрешения по координате протонов состоит в том, чтобы эту коор динату сделать v 2, т.е. выполнить эксперимент «наоборот» [1].

Если эксперимент HSC содержит небольшое число инкрементов по tt и частота повторения оптимизирована для протонных времен Г15 то чувствительность этого эксперимента очень высока. Однако, поскольку чувствительность зависит от огромного числа факторов, ее довольно трудно точно предсказать. Я нашел следующее исключительно полезное правило. Определим возможное число прохождений на каждый инкре мент fj, задавая общее время эксперимента и требуемое число инкре ментов. Затем получим спектр INEPT с этим числом прохождений, т. е.

выполним эксперимент с r t = 0. Тогда если в спектре проявляется большинство ожидаемых резонансных сигналов даже с плохим отно шением сигнал/шум, то двумерный корреляционный эксперимент не сомненно будет иметь подходящую чувствительность при условии, что Гетероядерная спектроскопия мы правильно подобрали Atl и взвешивающие функции. Гетероядерная корреляционная спектроскопия имеет шанс на успех даже тогда, когда в эксперименте с t1 = 0 сигналы не видны. Мы не должны забывать, что все прохождения дают вклад в конечные сигналы.

9.2.3. Использование HSC Необходимость применения HSC для решения химических проблем вполне очевидна. Метод HSC позволяет идентифицировать спин-спи новую связь в гетероядерных системах. Здесь мне бы хотелось это продемонстрировать, а также показать некоторые значительные преиму щества двумерного варианта. Первое преимущество -скорость. На рис. 9.4 представлены протонный и углеродный спектры соединения 1, он он 13 г •i• 1 p I 50 100 М.Э.

н5 H,Q "2а 4,0 3,5 2,0 1, н.э. 2 ' Рис. 9.4. Протонный и углеродный спектры соединения 1. Углеродный спектр зарегистрирован с использованием DEPT (400 прохождений). На рис. 9.5 ис пользован тот же образец для эксперимента HSC.

356 Глава г -ад V, -до Чо м.э.

'iti Ж "i'do 90 й' 70^'j "sb Рис. 9.5. Спектр HSC соединения 1 (128 инкрементов по f, для времени регистра ции по этой координате в 76 мс;

192 прохождения на инкремент). Приведено отнесение протонов, полученное с использованием COSY в предыдущей главе.

В содержащей много сигналов центральной области непросто определить про тонные сдвиги по контурному представлению. Однако их легко измерить при исследовании вертикальных сечений спектра. Отнесение Н 4 и H i может быть обратным.

которое мы уже широко исследовали в гл. 8, а на рис. 9.5-спектр HSC.

После того как отнесены сигналы в протонном спектре, упражнение по отнесению углеродных резонансных сигналов является тривиальным.

Получение той же самой информации с помощью селективной гетеро ядерной развязки в этом случае, весьма вероятно, было бы невоз можным из-за сильного перекрывания сигналов в протонном спектре.

Но, даже если такие селективные развязки возможны, выполнение более чем двух или трех подобных экспериментов чрезвычайно утомительно по сравнению с регистрацией HSC.

Эксперимент HSC может показаться очень простым, но при наличии сильной связи между протонами [7] возникают серьезные осложнения.

В слабосвязанных системах наблюдаются только кросс-пики между протонами и непосредственно связанными с ними гетероядерными партнерами. Однако при наличии сильной связи намагниченность может переноситься через систему, приводя к непрямым корреляциям. Сле довательно, в системе типа Н д — С А — С в — Н в протон Н А может давать кросс-пик с С в, если он сильно связан с Н в. На практике подобная ситуация распознается без труда. При этом необходимо учитывать следующий нюанс: именно С-сателлиты должны проявлять сильную связь. Система, в которой наблюдается первый порядок для 12 С-изото померов, может иметь сильносвязанные 13С-сателлиты, потому что относительные химические сдвиги протонов в этих системах могут заметно различаться. Противоположное (т.е. слабая связь 13С-сателли Гетероядерная спектроскопия тов при наличии сильной связи у соответствующих 12С-изотопомеров) также иногда бывает верным.

Второе преимущество составляет тип распределения информации.

Обычные гетероядра, такие, как " С и " Р, имеют диапазон химических сдвигов как в герцах, так и в миллионных долях, намного больший, чем протоны. Часто их спектры состоят из наборов одиночных линий, поскольку отсутствует гомоядерная связь, что обусловлено либо низким изотопным содержанием партнеров по гомоядерному взаимодействию, либо наличием в молекуле только одного гетероядра с высоким содер жанием, а также благодаря широкополосной развязке от протонов.

Совместное действие этих двух факторов приводит к тому, что эффек тивная протяженность гетероядерного спектра намного больше, чем протонного. Даже для сравнительно больших молекул в спектре редко возникает перекрывание резонансных сигналов. В спектре HSC инфор мация о частотах протонов передается на резонансной частоте гетеро ядра, что делает возможным использование различия в свойствах гетероядер для анализа сложных протонных спектров. При отсутствии сильной связи протонов и при условии, что по v t достигается доста точное цифровое разрешение, эту идею можно реализовать весьма просто. Сечение спектра HSC параллельно Vj на частоте, соответствую щей химическому сдвигу ядра X, дает в итоге положение протонов, связанных с этим ядром. Действительно, выводить на график только отдельные сечения часто бывает полезнее, чем расписывать полное контурное представление.

Рис. 9.6 и 9.7 помогают проиллюстрировать эффективность этой методики. На рис. 9.6 представлена ароматическая область протонного спектра на рабочей частоте 500 МГц иридиевого комплекса, который является интермедиатом каталитического гидрирования. Наша цель состояла в отнесении всех резонансных сигналов. С помощью экспе 7,9 7,7 7,5 7,3 7,1 60 ф ^ Рис. 9.6. Протонный спектр иридиевого комплекса.

Глава •о Д м.Э.

Рис. 9.7. Сечения спектра 1 H- 3 l P-HSC иридиевого комплекса, показанного на рис. 9.6, параллельно v,. Отдельные сечения приведены в виде сигналов поглоще ния, хотя и не проводилось фазочувствительного эксперимента.

риментов ЯЭО мы смогли определить расположение лигандов вокруг иридия [2]. Связи между протонами были легко определены с исполь зованием COSY. Оставалось найти опорные точки для отнесения. На рис. 9.7 показаны сечения спектра Х Н — 3 1 P-HSC на частотах химических сдвигов каждого атома фосфора. Таким способом были однозначно отнесены о/имо-протоны фенильных колец. Особенно стоит отметить протон Hi, который был идентифицирован с помощью данной мето дики, хотя в одномерном протонном спектре область, где наблюдается резонанс этого протона, выглядит совершенно неподдающейся интер претации. На рис. 9.7 также видны небольшие отклики на некоторых других протонах фенильных колец, связанных с фосфором. Они появ ляются благодаря переносу поляризации за счет дальних протон-фос форных констант, даже несмотря на то, что задержки Aj и А2 выбраны в соответствии с величиной константы через три связи с орто-прото нами.

Этот пример также иллюстрирует третье преимущество -мощность метода. Ясно, что по стандартам двумерного ЯМР это было «простое»

соединение. Как только эксперимент закончен, последующее отнесение является минутным делом. Нет больших трудностей в распространении методики на более сложные задачи, чем эта. Важная особенность заключается в преимуществе совместного использования COSY и HSC, поскольку это позволяет проследить всю структуру молекулы. Начиная с некоторого легко относимого резонансного сигнала, скажем в угле родном спектре, соответствующий протонный сдвиг может быть идеи Гетероядерная спектроскопия тифицирован из HSC. Тогда COSY позволяет локализовать соседние протоны, с помощью которых в свою очередь можно провести даль нейшее отнесение углеродных сигналов. Для проведения анализа про тонного спектра вовсе не нужно, чтобы он имел простую структуру, так как можно локализовать полученные кросс-пики. Пример такого под хода к отнесению безнадежно неразрешенного протонного спектра описан в работе [3]. Некоторые другие методики (например, INADEQUATE или RCT) также дают возможность определить углерод ный скелет молекулы. Но совместное использование COSY и HSC наиболее практично. Для реальных задач, когда доступно только огра ниченное количество вещества, такое сочетание является лучшим спо собом их решения.

9.3. Эксперименты, родственные HSC 9.3.1. Широкополосная гомоядерная развязка по v t в эксперименте HSC В типичном спектре HSC с довольно низким разрешением по v :

наличие гомоядерного протон-протонного взаимодействия является неблагоприятным фактором. Зачастую отдельные линии не разрешают ся из-за ограничений оцифровки, и тогда гомоядерное взаимодействие ведет к уширению резонансных сигналов и понижению чувствитель ности. Для задач с низким разрешением в работе [4] предложен такой вариант эксперимента, который с учетом определенных ограничений позволяет исключить большую часть гомоядерных взаимодействий по Способ, которым это достигается, состоит в следующем. Допустим, что на 13С-сателлиты линий протонного спектра можно воздействовать селективным я-импульсом, не затрагивая остальные резонансные сигналы.

Пусть протон, присоединенный к 1 3 С, одновременно взаимодействует с другими протонами, связанными с соседними 12С-атомами. Поэтому, используя такой «полуселективный» импульс, можно инвертировать состояние протона при 1 3 С, не воздействуя на его партнеров по спин спиновому взаимодействию. В гл. 4 уже было показано, почему гомо ядерное взаимодействие обычно не рефокусируется л-импульсами. При чина в том, что оба ядра, вовлеченные в спин-спиновое взаимодействие, инвертировали свои спиновые состояния в результате смены направ лений прецессии компонент мультиплета после импульса. Однако этот гипотетический «полуселективный» импульс не инвертирует вектор на магниченности ядра, присоединенного к 1 2 С. Следовательно, поместив его в центре tу в эксперименте HSC, можно рефокусировать гомоядерное взаимодействие. Исключение, конечно, составят геминальные взаимо действия, поскольку в этом случае оба протона присоединены к 1 3 С.

Остается найти способ инвертирования 13С-сателлитов без воздей 360 Глава ствия на другие сигналы. Таким свойством обладает приведенная ниже последовательность, называемая «билинейным оператором поворота»

[5]:

С: я Действие его на протоны, связанные с 1 3 С, и другие («дальние») протоны показано на рис. 9.8. В гл. 10 (разд. 10.2.2) описана последовательность TANGO, которая аналогичным образом действует я/2-импульсом на прямо связанные ядра и я-нмпульсом на дальние ядра одного и того же типа. Помещая билинейный оператор поворота на место я-импульса по С в центре tl последовательности HSC (рис. 9.9), мы получим спектр без гомоядерного взаимодействия по Vj (рис. 9.10). Отметим, что в этом спектре еще проявляются геминальные взаимодействия. При этом ре зонансные сигналы ядер, не вовлеченных в геминальные взаимодей ствия, стали синглетами по координате м1.

Для успешного осуществления данного эксперимента необходимо, чтобы величины гомоядерных и гетероядерных КССВ существенно различались. В работе [4] выдвигается условие, определяющее успех эксперимента. Оно заключается в том, что общая ширина протонных / / I г / А У У У У •А у у у 1 ••/ * а • 2 i ж у.ж г ж I У У У У у У * У Рис. 9.8. «Билинейный оператор поворота»;

последовательность селективной инверсии для протоков, связанных с гетероядром.

1Н. /5)_*!_[!!\_1 _ п у — 1 - f ^ - t i - A i - п _ д 2 — развязка 13С.

выеорка Рис. 9.9. Эксперимент HSC с широкополосной гомоядерной развязкой по коор динате Vi.

Гетероядерная спектроскопия * 6,5 SP 4.5 4,0 80 ТО «О 80 40 30 5. 8, м.9. 8, м.О.

Рис. 9.10. Спектр HSC (вверху справа), полученный с использованием последова тельности, приведенной на рис. 9.9, вместе с протонным и COSY-спектрами того же соединения.

мультиплетов должна быть по крайней мере в 5 раз меньше, чем величина гетероядерной константы. Для прямых констант Н — С это означает, что ширина протонных мультиплетов не должна превышать 25-30 Гц. В то же время диапазон гетероядерных констант должен быть небольшим, поскольку задержка между импульсами в билинейном операторе поворота не должна отклоняться слишком сильно от величины 1/2J. Ошибки в этой задержке, возникающие из-за таких отклонений, приводят к артефактам, которые можно уменьшить с помощью одновременного поворота фазы всех протонных импульсов е билинейной последовательности с шагом в 90 при постоянной фазе приемника [6]. Последнее ограничение заключается в том, что по перечные времена релаксации для протонов не должны быть слишком короткими во избежание потери сигнала в течение дополнительного интервала 1/У, помещенного в t1.

9.3.2. Дальние константы 1 3 С— 1 Н.

Последовательность COLOC Поскольку последовательность HSC содержит фиксированные за держки, определяемые величиной гетероядерного взаимодействия, в случае малых КССВ чувствительность падает за счет поперечной ре лаксации. Потеря чувствительности возникает при попытке скоррели ровать протоны и углероды, связанные спин-спиновым взаимодействием через две или три связи, например в тех случаях, когда нет взаимо 362 Глава п ( л 1 -• 1 — а Л 'н. И ] а 2 развяака 2 2 " Рис. 9.11. Последовательность COLOC. Интервал tx, содержащий в центре гс-им пульс, помещается внутрь интервала А1.

1 действий через одну связь, как в примере Н - Р, описанном в разд. 9.2.3. И вот наступает момент, когда задержка At больше, чем (l/2)Atl;

тогда стоит использовать модифицированную последователь ность, известную как COLOC [8]. Для типичного значения Atl, равного 100 мс, этот момент будет достигнут, когда J H x упадет ниже 20 Гц.

Задержки Д2 и Д 2 являются неизбежными, но последовательность COLOC экономит на общей длительности эксперимента за счет вклю чения интервала t1 внутрь интервала At (рис. 9.11).

Интересно отметить, что последовательность COLOC без допол нительных модификаций дает спектры с широкополосной гомоядерной развязкой по координате \1. Так как интервал между первым импульсом и шагом переноса поляризации фиксирован, то гомоядерные взаимо действия не подвергаются действию мобильного ти-импульса в этом интервале и не модулируют сигнал как функцию ti.

В то же время на химические сдвиги влияет положение л-импульса, поскольку они ре фоку сируются за время tt и затем совершают эволюцию в оставшейся части времени А х. Координата v1 спектра COLOC содержит, таким образом, только протонные химические сдвиги. При этом наблюдаются корреляции между взаимодействующими ядрами, как и для экспери мента HSC. Однако нужно помнить, что, хотя задержки At и А определяются в соответствии с величинами интересующих нас малых констант, в спектре могут присутствовать корреляции, обусловленные большими константами. Значения задержек А, определенные для даль них констант, могут оказаться кратными величинам, соответствующим большим константам, что позволяет наблюдать оба типа корреляций.

Если это вам мешает, то в эксперимент может быть встроен низко частотный./-фильтр, упоминаемый в следующем разделе.

9.4. Эстафетный перенос когерентности 9.4.1. Введение Постоянная цель исследований в области спектроскопии ЯМР-най ти метод, который позволит провести прямое определение скелета органической молекулы в единичном эксперименте. Двумерный вариант последовательности 1 3 C- 1 3 C-INADEQUATE, который мы рассмотрели Гетероядерная спектроскопия в гл. 8, довольно близко подходит к решению данной задачи, однако ценой крайне низкой чувствительности. На другом конце шкалы после довательностей, который ближе к реальной жизни, мы приходим к совместному использованию COSY и HSC. Но это, конечно, два экспе римента, а не один. Где-то между этими крайними точками лежат различные методы эстафетного переноса когерентности (RCT, от англ.

Relayed Coherence Transfer). Они имеют существенно более низкую чувствительность, чем HSC, но все же гораздо большую, чем двумерный INADEQUATE, и несут похожую, хотя и не идентичную, информацию.

Эстафетные методики, как правило, основаны на комбинации двух шагов переноса когерентности. Один из них используется для моду лирования сигналов и генерации координаты tt. Другой остается фик сированным и служит для того, чтобы передавать сигнал в наиболее интересную точку. Например, самая обычная схема состоит в переносе намагниченности от одного протона к другому, а затем на гетероядро, связанное со вторым протоном. В результате исходный протон может быть скоррелирован не только с тем гетероядром, с которым он прямо связан, но и с соседним. Таким образом, возникает требуемая инфор мация о скелете молекулы. Существенную проблему методик этого типа составляет отсутствие общности, потому что при наличии разнообраз ных спиновых систем и широкого диапазона возможных значений протон-протонных констант оказывается невозможным оптимизировать схему эксперимента. Поэтому к таким экспериментам не стоит обра щаться вначале, когда вы беретесь за решение задачи;

их можно использовать тогда, когда другие подходы оказались бесплодными.

9.4.2. Эстафета Н—Н—С Эстафетный Н—Н—С-эксперимент может быть построен на основе HSC [9], как показано на рис. 9.12. Первый шаг-удалить импульс по углероду в конце периода ? 1 ;

ограничивая таким способом перенос намагниченности к протонам. Для того чтобы сделать возможной передачу к углероду намагниченности, перенесенной между протонами, необходимо выждать, чтобы приняли одинаковую фазу те компоненты мультиплета, которые обусловлены гомоядерным взаимодействием и в данный момент находятся в противофазе. Это происходит в течение периода хт, в котором создается спиновое эхо для исключения влияния химических сдвигов (рис. 9.12, последовательность Б). Теперь мы воз вращаемся в состояние, подобное HSC, и, как обычно, должны выждать время Aj для того, чтобы компоненты мультиплета, обусловленные гетероядерным взаимодействием, стали противофазными перед тем, как завершить перенос намагниченности с помощью импульсов по про тонам и углероду. Задержка А2 выполняет ту же функцию, что и в по следовательности HSC. Последняя модификация состоит в том, чтобы поместить протонные и углеродные п-импульсы в центры задержек Ах и Д 2. Это необходимо, как и раньше, для фазочувствительных спектров, 364 Глава развязка Г I п Ьыборка ^^п^^г^развязка i °Г;

п п«-Д1-»!Е«-Д2-»п«-й2-»Ьывор«а 2 2 2 Рис. 9.12. Построение эстафетного Н-Н-С-эксперимента на основе HSC: А нормальный HSC;

^-добавление второго шага протон-протонного переноса перед гетероядерным переносом;

S-оптимальная последовательность (см. текст).

поскольку такая процедура и в случае эстафетного эксперимента опти мизирует процесс переноса намагниченности [9]. На протоны действуют два последовательных я-импульса, которые оказывается возможным слить в один. Он помещается посередине между второй парой про тонных я/2-импульсов (вообще-то я бы рекомендовал не беспокоиться по поводу этих деталей!). Последовательность В (см. рис. 9.12) опти мальна для эстафетного Н—Н—С-эксперимента.

Камнем преткновения в этом эксперименте является интервал хт, который должен регулироваться в соответствии с типом протонной спиновой системы и величинами КССВ. В литературе проанализиро ваны некоторые детали этой проблемы. Например, работа [10] вклю чает графики зависимости эффективности переноса намагниченности от величины т для различных спиновых систем. Отметим, что в этой статье используется обозначение т, относящееся к общему времени смешивания, которое в наших обозначениях соответствовало бы Tm + Aj. В отсут ствие точной оценки значения хт (ясно, что, строго говоря, этого нельзя сделать для неизвестной структуры) выбирается величина, равная при мерно 1/5JHH- Типичные значения протон-протонных констант состав ляют около 7 Гц. Следовательно, значение \т надо устанавливать равным примерно 28 мс. Несогласованность величины хт с требова ниями спиновой системы может приводить к очень сильному ослаб лению сигналов переноса намагниченности в эстафетных экспериментах.

Гетероядерная спектроскопия В самом лучшем эксперименте RCT чувствительность, вероятно, в 4 раза меньше, чем при использовании HSC.

9.4.3. Использование RCT На рис. 9.13 приведен пример использования эстафеты Н — Н — С.

Здесь сравниваются схематические спектры HSC и RCT для фрагмента типа Н А — С А — С в — Н в. В спектре HSC кросс-пики появляются при химических сдвигах (Н А, С А ) и (Н в, С в ). В эстафетном спектре Н - Н - С эти пики еще присутствуют, однако они скомбинированы с другими при (Н А, С в ) и (Н в, С А ), возникающими в результате косвенного переноса намагниченности. Таким образом, углеродный скелет молекулы может быть прослежен через вицинальные протон-протонные взаимодействия.

На рис. 9.14 приведен реальный эстафетный спектр Н - Н - С для соеди нения 2.

То, что непосредственно связанные атомы все еще дают кросс-пики в спектрах переноса когерентности по типу эстафеты, весьма неудобно.

Поэтому был предложен метод [ И ], ослабляющий кросс-пики между «соседями». Он основан на использовании разницы между величинами прямых и дальних углерод-протонных КССВ. Этот «низкочастотный J-фильтр», в принципе хотя и привлекателен, однако содержит прак тически неудобный длинный фазовый цикл, увеличивающий минималь ное число прохождений на каждый инкремент tt до уровня, который во многих случаях может оказаться неприемлемым.

Было предложено множество разнообразных экспериментов по эста фетному переносу когерентности: Н - С - С [12], Н - Х - Н [13] (к со жалению, обозначенный термином HERPECS) и С - Н - Н [14]. Оче видно, что применение этих методов зависит от конкретных обстоя тельств. Например, эстафета Н - С - С сходна с INADEQUATE и тре бует, чтобы в молекуле находились рядом два атома С. Следова тельно, для необогащенных систем этот метод очень мало чувствителен.

Однако в этом отношении он немного лучше, чем INADEQUATE, Рис. 9.13. Схематическое представление спектра HSC (слева) и эстафетного спект ра Н - Н - С (справа).

366 Глава Н-Н-С -RCT :R ом« 'N I -^"^u I i IN IR IR 'R 130 120 110 М.Э.

110 105 100 130 125 120 115 -4, м.е.

-4, -4, -S. L 5, -5, -5, М.Э.

H, HA He 5,0 4,9 4,8 4,7 4,6 4J 5,4 5,3 52 5,1 130 120 t1O M.8.

м.а.

Рис. 9.14. Эстафетный спектр Н - Н - С для соединения 2. Прямые корреляции помечены N (для «соседей»), а эстафетные корреляции-R (для «дальних»).

Отметим, как заметно изменяется интенсивность пиков вплоть до того, что в одном случае "N''-пик полностью отсутствует. Такие изменения амплитуды сигнала являются основным слабым местом в данном эксперименте.

и может быть оптимизирован для определения четвертичных углеродов.

Эстафета Н - Х - Н основана на регистрации протонов и является по тенциально чувствительным экспериментом, который может заполнить пустоты в сетке взаимодействий при корреляции протонов через общее гетероядро. Он имеет то преимущество, что вообще не требует изме рений на гетероядрах, и должен быть весьма практичным для ядер с большим естественным содержанием, таких, как 3 1 Р.

Литература 1. Neuhaus D., Keeler J., Freeman R., J. Mag. Res., 61, 553-558 (1985).

2. Alcock N. W., Brown J. M., Derome A. E., Lucy A. R., J. Chem. Soc. Chem. Com mun., 575-578 (1985).

3. Bhacca N. S., Balandrin M. F., Kinghorn A. D., Frenkiel T. A., Freeman R., Mor ris G.A., J. Amer. Chem. Soc, 105, 2538-2544 (1983).

4. Box A., J. Mag. Res., 53, 517-520 (1983).

5. Garbow J.R., Weitekamp D.P.. Pines A., Chem. Phys. Lett., 93, 504 (1982).

6. Bolton P.H., Wilde J.A., J. Mag. Res., 59, 343-346 (1984).

7. Morris G.A., Smith K.I., J. Mag. Res., 65, 506-509 (1985).

8. Kessler #., Griesinger C, Zarbock J., Loosli H. R., J. Mag. Res., 57, 331-336 (1984).

9. Kessler #., Bernd M., Kogler H.. Zarbock J., Sjrensen O. W., Bodenhausen G., Ernst R.R., J. Amer. Chem. Soc, 105, 6944-6952 (1983).

Гетероядерная спектроскопия 10. SarkarS.K., Вах A., J. Mag. Res., 63, 512-523 (1985).

11. Kogler H., Sjrensen О. W, Bodenhausen G., Ernst R.R., J. Mag. Res., 55, 157- (1983).

12. Kessler #., Bermel W., Griesinger C, J. Mag. Res., 62, 573-579 (1985).

13. DelsucM.A., Guittet E., Troitin N., Lallemand J. Y., J. Mag. Res., 56, 163- (1984);

NeuhausD., Wider G., Wagner G., Wuthrich K., J. Mag. Res., 57, 164- (1984).

14. Field L.D., Messerle B.A., J. Mag. Res., 62, 453-460 (1985).

Глава Спиновое эхо и «/-спектроскопия 10.1. Введение Теперь мы рассмотрим эксперименты, которые включают спиновое эхо, такие, как INEPT, INADEQUATE и RCT. Во всех этих примерах эхо используется не для того, чтобы добавить что-либо новое к экспери менту. Оно устраняет влияние химического сдвига. Есть еще один класс экспериментов, в которых эхо непосредственно определяет получаемый результат. Они объединены здесь под общим названием «J-спектро скопия», подчеркивающим тот факт, что влияние структуры мульти плета на вид окончательного спектра представляет главную особенность этих экспериментов. J-Спектроскопии было уделено большое внимание на раннем этапе развития двумерного ЯМР, и ее теоретические и прак тические аспекты были весьма подробно проанализированы. Однако вследствие различных обстоятельств большинство из этих эксперимен тов не имеет столь общего применения, как корреляции химических сдвигов, рассмотренные нами в двух предыдущих главах. По этой причине и из-за доступности обширной литературы я не буду излагать этот вопрос детально, а просто представлю короткий обзор основных экспериментов по спиновому эху и некоторых их приложений.

10.2. Гетероядерная J-модуляция и спиновое эхо 10.2.1. Введение Обсуждение вопроса удобно начинать с рассмотрения именно этого эксперимента, потому что его легко понять, используя векторную модель во вращающейся системе координат. В гл. 4 (разд. 4.4.4) я от метил, что если вы выполняете эксперимент по спиновому эху в гетеро ядерной системе, то у вас есть право выбора, рефокусировать ли гетероядерное взаимодействие или нет, поскольку вы можете действо вать я-импульсом на второе ядро, а можете и не действовать. Если вы выбираете метод, основанный на использовании я-импульса в соот ветствии с последовательностью X: ( - 1 — т — я, — т — Выборка...

Y: к (Развязка...) Спиновое эхо и./-спектроскопия z.

г г z г г /, / _ ^ / у ' ~У ^ У У *ф У 2 х/ Y:

Рис. 10.1. Последовательность спинового эха для гетероядерной системы АХ.

где Х-наблюдаемое ядро (например, С), a Y-другое ядро (например, Н), то в таком случае эхо не рефокусирует константу спин-спинового взаимодействия. Широкополосная развязка от Y по желанию может быть включена или выключена во время регистрации, а подходящим образом подобрав т, можно получить интересные эффекты, зависящие от величины константы спин-спинового взаимодействия между X и Y.

Это довольно легко понять на основе векторной модели во вращаю щейся системе координат.

Рис. 10.1 показывает результаты действия этой последовательности для групп XY и XY2 в предположении, что X и Y имеют спины 1/ (например, ядро С и протоны метановой и метиленовой групп) и т равно 1/2J. Для группы XY сигнал X является дублетом, и, следовательно, если мы совместим опорную частоту с его центром, то увидим две компоненты, сдвинутые на ±J/2 Гц во вращающейся систе ме координат. Через промежуток времени, равный 1/2J, они повернутся на угол ± 1/2J х J/2, т. е. на 1/4 оборота, и будут направлены вдоль осей +х. В течение второй половины последовательности они продолжают движение в том же самом направлении, так как я-импульс по ядру Y обменивает все а- и Р-состояния;

в то же время импульс лу по ядру X меняет местами две компоненты, поэтому к началу периода ре гистрации они обе выстраиваются вдоль оси — у. Теперь мы можем спокойно включить широкополосную развязку по Y и регистрировать спектр на ядре X, который содержит синглет. В результате при обычной коррекции фазы сигналы, ориентированные в начальный момент вдоль положительного направления оси +у, дадут синглет с перевернутой фазой.

Для группы XY2 сигнал X представляет собой триплет (рис. 10.2).

Если мы совместим опорную частоту с центром триплета, то в таком случае одна линия остается в покое вдоль оси +у, тогда как крайние компоненты мультшшета поворачиваются в противоположных направ лениях на угол ±J. Поскольку они двигаются вдвое быстрее, чем дублетные компоненты, в момент действия тс-импульса они совместятся друг с другом и направлением оси — у и возвратятся в исходное состояние вдоль оси +у к началу регистрации. Таким образом, полу ченный развязанный сигнал имеет фазу, противоположную той, которая была получена для группы XY. Следовательно, эксперимент позволяет различать число протонов, присоединенных к ядру X, и в этом смысле 370 Глава (Н — ЬыОорко (развязка) Рис. 10.2. Та же последовательность, что и на рис. 10.1, но только для системы Ьыборка *•• ( - а Ьключвн декаллвр выключен Рис. 10.3. Альтернативный «метод переключаемого декаплера» для осуществле ния гетероядерной J-модуляции спинового эха.

конкурирует с внерезонансной развязкой и методами редактирования спектров. Если мы повторим эту процедуру для групп X (т. е. четвер тичного углерода) и XY3 (т. е. метила), то оказывается, что эксперимент для группы X приводит к той же самой фазе, что и в случае группы XY2, а для группы ХУ 3 -как в случае XY. В общем, все сигналы от ядер, прямо связанных с четным числом протонов, имеют фазу, противо положную по отношению ко всем сигналам ядер X, имеющих нечетное число непосредственно связанных протонов.

Интересно, что тот же самый эксперимент можно провести без применения импульса по ядру Y. Достаточно только включить на некоторое время декаплер, как показано на рис. 10.3. Так как развязка, по существу, «замораживает» компоненты мультиплета, где бы они ни находились во вращающейся системе координат в момент ее включения, то, установив т = 1/J и включив декаплер одновременно с я-импульсом по X, мы получим желаемый результат. Тот же эффект достигается выключением декаплера в течение первой части эха, включением его во время второго интервала т и в период регистрации. Описанные два эксперимента одинаковы только тогда, когда нужны развязанные сиг налы. Если развязка не используется во время регистрации, то первый эксперимент приводит к экзотическим результатам [1].

Все эти последовательности дают спектры, в которых сигналы групп с четным и нечетным числом протонов различаются по фазе (рис. 10.4).

Поскольку в эксперименте по J-модулированному спиновому эху регистрация происходит с широкополосной развязкой, получаемые Спиновое эхо и./-спектроскопия 40 38 36 34 32 30 28 26 24 22 20 18 М.9.

Рис. 10.4. Нормальный спектр ЯМР 1 3 С (внизу, часть спектра холестерилацетата) и спектр J-модулированного эха (вверху, метод переключаемого декаплера при т = 1/J). Фаза спектра приведена к такому виду, что сигналы групп СН и четвертичных углеродов положительны, а групп СН 3 и СН отрицательны.

в этом случае разрешение и чувствительность значительно выше, чем при использовании внерезонансной развязки. В то же время он менее информативен, поскольку группы X и XY2 неразличимы, так же как и группы XY и XY3. Надо иметь в виду, что доведенная до конца расшифровка спектра должна давать лучшие результаты, чем любой из этих двух методов;

она позволяет различить все типы групп, но требует больше внимания к экспериментальным деталям. Эксперимент с J-MO дуляцией, выполненный с помощью переключения декаплера (такие эксперименты менее трудоемки из-за того, что не требуют проведения калибровки амплитуды импульса декаплера), иногда может быть по лезным для быстрого отнесения. Прежде всего его следует использовать, когда спектр с внерезонансной развязкой оказывается слишком пере груженным сигналами или зашумленным и кажется, что постановка эксперимента DEPT требует слишком много хлопот.

Большая проблема для эксперимента по /-модулированному спи новому эху заключается в том, что задержка т зависит от значения J.

В реальных ситуациях мы встречаемся с широким диапазоном величин J, который, например, для прямых углерод-протонных констант состав ляет примерно 125-210 Гц. Любое отклонение от условия т = 1/J (или 1/2J) ведет к понижению амплитуды детектируемых сигналов. В крайней ситуации, когда т = 1/2J для эксперимента с переключением декаплера (или 1/4J для импульсного эксперимента), сигналы всех ядер, за исклю чением тех, которые не имеют связанных с ними протонов, оказываются 24»

372 Глава Рис. 10.5. Нулевое условие (т = 1/4 J) для взаимодействующих ядер в эксперимен те по гетероядерному J-модулированному спиновому эху.

7о з'о м.Э.

Рис. 10.6. Идентификация четвертичных углеродов с использованием нулевого условия (тот же пример, что и на рис. 10.4). Обнуление сигналов протонирован ных углеродов зависит от точности задания задержки т, поэтому, если есть разброс в значениях констант спин-спинового взаимодействия, некоторые сиг налы устраняются не до конца.

нулевыми (рис. 10.5 и 10.6). Эта зависимость амплитуды сигналов от длительности т дает нам ключ к тому, как обобщить эксперимент.

К этому я еще вернусь.

10.2.2. Разностное спиновое эхо Фазовое поведение J-модулированного эха может быть использовано как основа для простой техники расшифровки спектров. Рассмотрим специфический пример-вещество, содержащее единственную метку С.

Мы выполним эксперимент по J-модулированному эху наоборот, ис пользуя развязку по углероду и наблюдение протонов. Использование широкополосной развязки по углероду является характерной чертой методов с составными импульсами, описанными в гл. 7. Если ваш Спиновое эхо и./-спектроскопия спектрометр не дает таких возможностей, то для эха можно исполь зовать импульсный метод, и в получаемом протонном спектре будет наблюдаться взаимодействие с С. В данном случае мы должны рассмотреть только группы «X» (т.е. протоны, присоединенные к С) и группы «XY» (т.е. протоны, присоединенные к метке С). Если мы принимаем, что протон-протонные константы настолько меньше, чем углерод-протонные, что их влияние пренебрежимо мало в течение интервала т, равного \/JCH, TO анализ проводится точно так же, как и раньше. Положим, что мы выполняем два эксперимента:


Х Н: ( - ) — т — пу — т — Выборка...

С: Развязка...

и Н: [ - ) - т - пу - х - Выборка...

С: Развязка...

Первый из них ведет к нормальному спектру, поскольку взаимодействие углерод - протон рефокусируется вместе со всеми другими. Однако во втором эксперименте включение развязки в течение второй половины последовательности останавливает рефокусировку взаимодействия. Та ким образом, сигналы от протонов, связанных с меткой 1 3 С (и только эти протоны), инвертируются во втором эксперименте. Вычитание двух спектров усиливает сигналы протонов, присоединенных к метке, и по гашает сигналы всех других (рис. 10.7). Так же как и в случае разностных экспериментов, уровень погашения будет зависеть от многих аспектов конструкции спектрометра. Практически мы можем ожидать понижения амплитуды нежелательных пиков в несколько сот раз.

Достоинство этого эксперимента заключается в том, что он соеди няет в себе селективную природу метки 1 3 С с чувствительностью протонного детектирования. В противоположность обращенному DEPT (гл. 6) мы должны иметь полную чувствительность по протонам. Потеря сигнала происходит только через механизм поперечной релаксации в течение эха. Обращенный DEPT переносит углеродные заселенности к протонам, понижая таким образом чувствительность в 1,3-4 раза;

частота повторения также определяется значениями Tt для углеродов.

В то же время эксперимент по обратному переносу поляризации дает много лучшее подавление сигналов протонов, присоединенных к 1 2 С, так как они могут быть насыщены при широкополосном облучении между прохождениями. Поскольку технические требования этих двух конку рирующих экспериментов довольно различны, имеет смысл рассмотреть оба эксперимента при планировании действий по решению проблемы метки. Примеры использования разностного спинового эха даны в ра боте [2].

374 Глава -SO -100 - О -50 -100 -ISO ГЦ Рис. 10.7. Принцип разностного спинового эха (протонный спектр муравьиной кислоты, обогащенной по 1 3 С на 60%;

импульсный метод был использован таким образом, чтобы была видна линия от необогащенного соединения). Получены два спектра: один с использованием тс-импульса по 1 3 С (вверху слева) и другой без этого импульса (внизу слева). В разностном спектре (справа) сигналы, обуслов ленные спин-спиновым взаимодействием, рефокусируются, а сигналы ядер, не имеющих констант, исчезают.

Для многих случаев простое разностное спиновое эхо, возможно, будет давать недостаточное подавление сигналов протонов, не свя занных с меткой. К счастью, эксперимент можно улучшить, если заменить я/2-импульс последовательностью, известной как TANGO [3].

Эта последовательность для селективного возбуждения действует по-разному на ядра разного типа в соответствии с тем, связаны они с гетероядром или нет, действуя как я/2-импульс на связанные ядра и как л-импульс в противном случае. Это достигается с помощью спинового эха:

С: я На рис. 10.8 показано действие этой последовательности при т, равном 1/2Л;

н- Сравним эту последовательность с «билинейным оператором поворота», введенным в гл. 9 (разд. 9.3.1). Последовательность TANGO сама по себе обычно не дает адекватного подавления сигналов протонов, не связанных с меткой, но в сочетании с разностным спиновым эхом получаемые результаты сравнимы с достигаемыми при использовании обращенного DEPT, но при этом с лучшей чувствительностью. В этом Спиновое эхо и./-спектроскопия д а м и и е протоны ж г г I / ж / / / If УЧ ' Ч У ~У У У У V №\ 1 It 2J гз •к к \\ связанны! протон\ы л г ж г ж / /- / + \ -4 У if У У Рис. 10.8. Последовательность TANGO для селективного возбуждения ядер, имеющих гетероядерную константу.

5 4 3 2 м. а.

Рис. 10.9. Селективное детектирование протонов, присоединенных к метке 1 3 С, с помощью разностного спинового эха;

начальный ;

с/2-импульс заменен после довательностью TANGO. Во время регистрации применяется широкополосная развязка по 1 Э С. Подавление сигналов от необогащенных молекул подобно тому, что получается при использовании обращенного DEPT, но чувствительность значительно выше. Это тот же самый образец, который использовался для рис. 6.19, однако эксперимент был проведен спустя некоторое время;

в слабо польной области относительно основного сигнала видны некоторые сигналы от продуктов разложения вещества, содержащего изотопную метку.

Глава можно убедиться, сравнив рис. 10.9, демонстрирующий спектр, полу ченный при сочетании TANGO и разностного спинового эха, с рис. 6. в гл. 6, на котором для того же самого соединения изображен экспе римент обращенного DEPT.

10.3. Гетероядерный J-спектр 10.3.1. Введение Рассмотрим последовательность./-модулированного эха с примене нием импульсного метода, однако в то же время вместо тщательно определенного интервала х мы будем использовать произвольный ин тервал ?х/2. Ниже я буду повсюду говорить о наблюдении связанных спин-спиновым взаимодействием ядер ' Н и 1 3 С, но, конечно, это может быть любая пара ядер:

(-) --±-пу--±- Выборка...

Х Н: 71 Развязка...

Исследуя рис. 10.10, мы можем проследить за поведением дублета.

В течение данной последовательности каждая компонента отклоняется на угол izJt1. Поскольку мы собираемся включить развязку во время регистрации, главный интерес представляет результирующая этих ком понент. Проецируя их на оси х и у, мы получим величину MCOS(JIJ?J) вдоль оси у, в то время как проекции компонент вдоль оси х направлены в противоположные стороны и взаимно погашаются. Таким образом, к началу регистрации детектируемый вектор намагниченности всегда направлен вдоль оси +у, т.е. он имеет постоянную фазу, не зависящую от ?!. Однако его амплитуда подвержена модуляции, характер которой определяется величиной константы спин-спинового взаимодействия.

В- /Я\ 2 i Рис. 10.10. Амплитудная модуляция сигнала углерода группы СН-основа ге тероядерной./-спектроскопии.

Спиновое эхо и./-спектроскопия Отметим, что эта чисто амплитудная модуляция возникает как ре зультат симметричного расположения компонент дублета, которое в свою очередь обусловлено тем, что спиновая система имеет первый порядок. В более сложном случае, включающем взаимодействия как между протонами, так и между протонами и углеродом, в системе может встретиться порядок, отличный от первого. Тогда предполо жение, что мультиплеты должны быть симметричными относительно их центров, оказывается несостоятельным. Это может привести к замет ному усложнению вида спектра. Я буду везде подразумевать взаимо действия исключительно первого порядка;

более детальный анализ данного вопроса представлен в работе [4].

Если проследить за применением показанной выше последователь ности к группам СН 2 и СН 3, то можно убедиться, что в основном линии показывают амплитудную модуляцию в течение ty., степень которой зависит от их положения относительна центра мультиплета. Это озна чает, что если мы выполняем двумерный эксперимент с варьируемыми t1, то координата v t будет содержать только мультиплетную структуру, в то время как v 2 будет содержать только химические сдвиги, так как регистрация происходит с широкополосной развязкой. Это и есть J-спектр;

он соответствует протонно-связанному углеродному спектру, в котором мультиплетные структуры разных сигналов разошлись в пространстве и стали направленными по второй координате. Тот же самый эксперимент может быть выполнен с использованием переклю чения декаплера вместо Tt-импульса на протонах, как описано выше для одномерного J-модулированного эха (эксперимент с «переключаемым декаплером»). В этом случае из-за того, что J-модуляция происходит только в течение половины / х, расстояния между линиями по этой координате уменьшаются вдвое. В зависимости от обстоятельств это можно рассматривать и как полезное, и как нежелательное свойство.

10.3.2. Примеры гетероядерных./-спектров Существуют две до некоторой степени крайние ситуации, когда выгодно применять гетероядерный J-спектр: стремление либо к очень высокому, либо к очень низкому разрешению по координате v t. В пер вом случае эксперимент используется в качестве средства разделения мультиплетов, которые перекрывались бы в обычном спектре;

он также имеет то преимущество, что устраняет неоднородность за счет спино вого эха. Во втором случае это скорость и высокая чувствительность при определении мультиплетности интересующих нас сигналов. Для боль шинства структурных проблем применяется быстрый эксперимент с низким разрешением, но я буду обсуждать оба.

Эксперимент с высоким разрешением по координате vi. Так же как и в эксперименте с высоким разрешением, в J-спектре можно наблюдать мультиплеты с естественными ширинами линий. Это происходит из-за 378 Глава того, что огибающая сигнала в течение tt определяется истинным значением Т2, а не Т |, когда спиновое эхо устраняет неоднородность магнитного поля. (Как и обычно в случае спинового эха, ограничения возникают вследствие диффузии внутри образца.) Однако использова нию этой особенности могут мешать другие практические трудности.

Если наблюдаются истинные ширины линий, то потребуется тонкая оцифровка по координате v l 5 поскольку значения Т2 для углеродов могут быть большими, зачастую достигая 10 с и выше.

Идеальными были бы времена регистрации, в несколько раз большие, чем величины Т2, однако при этом потребуется много инкрементов по t при небольшой ширине спектра по этой координате. Самыми широкими мультиплетами у протонно-связанных углеродов являются квартеты, возникающие для метальных групп. Имея в виду, что прямая КССВ не превышает 200 Гц, нам может потребоваться оцифровать диапазон спектра в 600 Гц (для эксперимента с импульсами по протонам). Это означает, что инкремент по ft должен быть около 0,8 мс. Чтобы получить время регистрации по гх хотя бы 10 с, мы должны, таким образом, сделать более тысячи прохождений. Это редко удается, так как частота повторения эксперимента определяется временами Тх для С и поэтому оказывается достаточно малой. Чувствительность также будет низкой, поскольку многие эксперименты необходимо проводить с большими значениями А, ;


следовательно, время регистрации по v должно быть не меньше чем Tf, даже если меньшие значения давали бы приемлемое разрешение по этой координате. Одновременное выполне ние двух этих условий приводит к очень большим массивам данных.

Может показаться, что вариант эксперимента с переключаемым декаплером уменьшает проблему оцифровки по v, (фактически вдвое) из-за того, что в этом методе диапазон спектра вдвое уже. Однако при этом желаемое нами разрешение, а также расстояние между линиями также будут вдвое меньше, что, напротив, создает проблему для полу чения высокого разрешения. Для описанных ниже экспериментов с низ ким разрешением уменьшение диапазона спектра оказывается полезным.

Кроме того, есть и другие преимущества использования метода пере ключаемого декаплера перед импульсным, которые мы обсудим в разд. 10.3.3.

Приняв во внимание все эти соображения и имея известное терпение, при необходимости, если того потребует эксперимент, можно получить довольно высокое разрешение в J-спектре. Хотя массив данных может иметь большой объем, нужно всего лишь, чтобы было место для его хранения, так как его обработка, как правило, не вызывает серьезных проблем, поскольку можно не выполнять полное двумерное преобра зование. Вместо этого достаточно преобразовать только по координате v 2 и затем для преобразования по v t выбирать единичные столбцы, соответствующие интересующим нас химическим сдвигам. Эти сечения могут быть дополнены нулями и преобразованы с большим числом точек как обычные одномерные спектры. На рис. 10.11 показаны выде Спиновое эхо и J-спектроскопия тлач».ы-V Г ц г |||||и&||о„„ь).1ДГц iTh -80 - Рис. 10.11. Сечения через координату v1 гетероядерного J-спектра металло органического соединения с высоким разрешением по v t. В принципе таким образом могут быть получены естественные ширины линий.

ленные таким образом сечения из J-спектра металлоорганического соединения. Отметим, что, хотя сам двумерный спектр следует пред ставлять в виде магнитуды (ограничения, определяющие этот выбор, мы обсудим ниже в разд. 10.3.3), отдельные сечения могут быть настроены по фазе на сигнал чистого поглощения.

Основным неблагоприятным фактором для получения высокораз решенных гетероядерных констант с помощью J-спектра является от носительно большая ширина спектра, которая определяется наличием больших по величине прямых констант. Если вас в этой ситуации в первую очередь интересует тонкая мультиплетная структура, обус ловленная дальними константами (т.е. константами через две и три связи в спектре 1 3 С), то для этого случая предложен хороший альтер нативный подход [15]. Замена я-импульса в центре периода ft «би линейным оператором поворота», уже рассмотренным в гл. 9 (разд.

9.3.1), устраняет J-модуляцию, вызванную большими прямыми кон стантами за счет рефокусировки соответствующих компонент мульти плетов. Малые константы при этом не подвергаются воздействию и поэтому модулируют сигнал как функцию r t. Эта процедура понижает требуемый диапазон спектра до ширины мультиплета, обусловленной дальними константами, и делает возможной тонкую оцифровку по координате vl.

Эксперимент с низким разрешением по координате v t. Традиционной проблемой в спектроскопии ЯМР 1 3 С является определение числа протонов, связанных с каждым атомом углерода. Мы рассмотрим сейчас два способа, альтернативных традиционному методу внерезо нансной развязки: редактирование спектра посредством переноса поля Глава ризации и применение J-модуллрованного спинового эха. Используя J-спектр, можно заполнить пробел между неполной информацией, пре доставляемой одномерным экспериментом по спиновому эху, и полной, оцененной экспериментально с использованием процедуры редактиро вания на основе./-спектра. Когда структуры 13С-мультиплетов при сутствуют на координате v t, очевидно, что там содержится вся желаемая информация. Но если речь идет о сравнении данного эксперимента с конкурирующими методами, то сделать это нужно быстро и с высокой чувствительностью. Для этого требуется определить, каково минималь но приемлемое число инкрементов по tlt при котором еще не происходит потери разрешения.

Для данного эксперимента с низким разрешением мы, естественно, выбрали метод с переключением декаплера, который обеспечивает минимальную ширину спектра по v t и более удобен в работе. Обсуждая вопрос о цифровом разрешении в гл. 8 (разд. 3.3.5), мы убедились в том, что для получения эффективной ширины линии 8v нам нужно время регистрации l/5v. Теперь, если минимальное значение прямой угле род-протонной константы будет около 130 Гц, в эксперименте с пере ключением декаплера расстояние между линиями уменьшается до 65 Гц.

ill I 1 I II il, I1 лЛА.Ш 1D :- '- о - Гц 28 27 26 25 24 23 22 21 М.Э.

Рис. 10.12. J-Спектр с низким разрешением по \1 обеспечивает быстрое определе ние мультиплетности (часть спектра 1 3 С холестерилацетата, экспериментальные условия описаны в тексте). Спектр 'Н с широкополосной развязкой (А) приведен над контурным представлением.7-спектра (Б), а спектр с внерезонансной развяз кой (5) можно сравнить с вертикальными сечениями через Vj (Г). Сечения 1- позволяют очень хорошо определить мультиплетности, а в сечениях 5 и 6 отчет ливо обнаруживается недостаточное разрешение по v 2. Вследствие перекрывания триплета и квартета в двумерном эксперименте на этих срезах картина выглядит запутанной. Ее можно исправить, если несколько увеличить время регистрации по v 2 или даже просто дополнить нулями по этой координате.

Спиновое эхо и J-спектроскопия Максимально приемлемая ширина линии, не приводящая к неразре шенным линиям, должна быть меньше этого расстояния, скажем 40 Гц.

Из этого вытекает время регистрации ио v t, равное 25 мс. Диапазон спектра составляет 300 Гц, следовательно, нам нужно около 15 инкре ментов. В этом случае во избежание искажений формы пиков сильно усеченный сигнал по этой координате должен быть умножен на тща тельно подобранную взвешивающую функцию. На рис. 10.12 показан спектр, полученный в точно таких условиях. Общее время регистрации составило 30 мин, что сравнимо со временем, необходимым для полу чения спектра с внерезонансной развязкой с приемлемым отношением сигнал/шум.

Существует возможность еще более понизить число инкрементов по tu используя иной подход к обработке данных. Как было показано выше, можно увеличить эффективную ширину линии 5У ЭФФ при действии взве шивающей функции таким образом, чтобы Atl было примерно 1/8Уэфф (ЗГ|). Если этого не сделать, то можно показать, что эффективная i 1 1 г сн СН*СН, сн, и° ДХХ1ХШЛААААААААААА 6 3 2 П 4 12 5 20 7 I 91316191014 13 16 Рис. 10.13. J-Спектроскопия только с 5 инкрементами по f,-c использованием специальной обработки данных (см. текст). Для этого соединения при редакти ровании спектра был получен ошибочный результат (верхние спектры) из-за большой константы 1Jal для С 2 0 (помечена стрелкой). Однако J-спектр дает вполне однозначный ответ.

382 Глава ширина линии составит примерно 0,6/А, г однако сигналы исказятся при усечении. Возникающие при этом «вигли» можно удалить другими средствами помимо аподизации. В частности, можно использовать тот факт, что нам известна форма искажения, определяемая малостью значения Aty. Перспективным методом обработки таких сильно усе ченных данных является метод максимальной энтропии [5] (гл. 2);

в нем делаются определенные предположения о форме спектра, который следует восстановить. Недавно предложен новый вариант этого метода [6], предъявляющий намного меньше требований по вычислительным затратам (метод впервые использован в радиоастрономии). В этом случае для определения истинного положения пиков применяется итера ционная процедура. На рис. 10.13 показано определение мультиплет ности этим методом с использованием только 5 инкрементов по tl в J-спектре.

10.3.3. Экспериментальные аспекты EXORCYCLE и составные я-импульсы. Оказывается, что больше всего ущерб качеству J-спектров наносит искажение каждого из им пульсов по наблюдаемому ядру, но особенно это касается л-импульса.

Детальный анализ этой проблемы приведен в работе [7];

я же просто покажу связь наиболее очевидных проблем и существующих стандарт ных решений.

Представим, что я/2-импульс в начале последовательности немного короче своей номинальной длительности, что может возникнуть либо из-за его неправильной калибровки, либо вследствие неоднородности Ву, неизбежной в определенных частях образца. При этом небольшая часть намагниченности останется направленной вдоль оси z к началу tx.

По-видимому, л-импульс будет тоже короче номинальной длительности, поэтому вместо безобидного инвертирования этой намагниченности он будет переводить некоторую ее часть в плоскость х — у. Здесь она будет совершать прецессию в течение второй половины tl с частотой, опре деляемой как химическими сдвигами 1 3 С, так и углерод-протонными константами в импульсном варианте эксперимента. После двумерного преобразования появляются дополнительные пики. Поскольку они со вершали эволюцию на частоте, определяемой как химическими сдви гами, так и константами, почти наверняка они будут отражаться по координате v x.

Более глубокий анализ обнаруживает другие нежелательные аспекты использования неидеальных я-импульсов. В гетероядерном эксперимен те с импульсом по протонам несовершенство этого импульса также вызывает появление в спектре дополнительных пиков между истинными компонентами мультиплета [8]. В гомоядерном J-спектре (см. следую щий раздел) существует даже больше оснований для беспокойства.

Предположим, что тг-импульс был слишком длинным. Тогда мы можем мысленно выделить в эксперименте ту его часть, которая соответствует Спиновое эхо и./-спектроскопия действию номинального по длительности я-импульса, а остальная часть в этом случае будет состоять из последовательности я/2 — t1/2 — a — — tJ2-Выборка, где а-избыточная часть «длинного» я-импульса. С точностью до несущественных деталей задания временных интервалов это представляет собой последовательность переноса когерентности, точно такую же, как в COSY. Мы ожидаем, что протонная намагни ченность, совершающая эволюцию в течение первой половины tx с про тонными химическими сдвигами и константами, будет переноситься и детектироваться как модуляция намагниченности других взаимодей ствующих протонов в течение t2. В узком диапазоне координаты v t химические сдвиги будут отражаться много раз, приводя к дополни тельным пикам в непредсказуемых местах. Весьма вероятно, что дейст вие я-импульсов будет сопровождаться инверсией намагниченности (гл. 4), и возникнут связанные с этим проблемы. В гетероядерном эксперименте проблем с протонными я-импульсами избежать просто, выбрав вариант эксперимента с переключаемым декаплером. В гомо ядерной J-спектроскопии (разд. 10.4) такой возможности пет.

Чтобы избежать появления дополнительных пиков в./-спектрах, совершенно необходимо использовать подходящее циклирование фазы.

Циклирование я-импульса по 1 3 С в последовательности х, у, —х, —у с инверсией фазы приемника с шагом в 90е по фазе импульса устраняет много проблем. Эта процедура известна как EXORCYCLE [9] (из-за того, что некоторые из дополнительных пиков в J-спектрах называются по-разному: и как «фантомы», и как «призраки»). Она может быть скомбинирована обычным образом с CYCLOPS при одновременных шагах поворота всех фаз в 1 3 С и фазы приемника. Проблемы про тонного я-импульса лучше всего решать в гетероядерном случае, ис пользуя метод переключаемого декаплера, как упомянуто выше. Для гомоядерной J-спектроскопии рекомендуется использовать составной я-импульс (п/2)хку (я/2)х (гл. 7).

Распознавание знака и форма линии. Распознавание знаков частот по v x в J-спектре часто не является столь проблематичным, как в экспе риментах с переносом когерентности. Для случаев чисто первого по рядка, которые мы обсудили, или всегда для экспериментов с низким разрешением мультиплетность сигналов симметрична относительно Vj = 0, так что можно использовать отражение относительно этой линии. Результирующий спектр может быть скорректирован по фазе в спектр чистого поглощения, поэтому нет нужды использовать необыч ные взвешивающие функции. Однако спектр поглощения возникает из-за наложения симметрично расположенных пар линий с нежелательной фазоскрученной формой, и любое отклонение от точной симметрии относительно линии vx = 0 будет искажать его.

В этом случае (т. е. для систем, не имеющих чисто первого порядка) или просто для того, чтобы восстановить определенные области муль типлетов по v l 5 комбинирование подходящих квадрантов преобразо 384 Глава ванных данных позволяет провести распознавание знаков частот по vx [10]. Поскольку индивидуальная компонента мультиплета (а не резуль тирующая пары компонент) претерпевает фазовую модуляцию в течение i, линии в таком случае имеют форму со скрученными фазами, так же как и для линий зхо-селекцни в экспериментах по переносу когерент ности (гл. 8). Вычисление магнитуды и сильное улучшение разрешения (с присущими им недостатками) становятся, таким образом, необходи мыми для того, чтобы сделать форму линии похожей на сигнал поглощения. Однако даже это не фатально, потому что отдельные сечения спектра но столбцам могут быть еще приведены к правильному виду поглощения. В случае систем непервого порядка для получения данных также необходимо использовать метод переключаемого де каплера. В методе протонного импульса оказывается недействительным предположение & том, что я-импульс на протонах обменивает метки всех состояний, что приводит к таким линиям по Vj, которые не отражают мультиплетную структуру одномерного спектра.

Для большего удобства в работе и получения наилучшего разре шения существуют методы, в которых распознавание знака по v, возможно при использовании представления спектров в форме сигналов чистого поглощения как для импульсного метода, так и для метода переключаемого декаплера [10, 11]. Поскольку только последний кор ректно воспроизводит мультнилетную структуру систем непервого по рядка, очевидно, что ему должно отдаваться предпочтение. Необхо димое распознавание знака достигается сложением двух экспериментов с использованием обеих возможностей для переключаемого декаплера (т.е. выключение либо в течение первой половины ? 1? либо в течение второй половины). Знаки частот по v t противоположны в этих двух экспериментах, поэтому перед сложением необходимо перевернуть ко ординату vx одного из них. В известном смысле это вызывает обращение скрученной фазы и устранение дисперсионных компонент. Хотя этот метод был предложен в 1979 г., оказывается, что вплоть до середины 1984 г. в литературе не было сообщений о его применении к реальным задачам. Точное я детальное изучение углерод-протонных констант проводится редко, поэтому создание новых и совершенствование имею щихся способов решения этой задачи не слишком актуальны *.

10.4. Гомоядерный./-спектр 10.4.1. Введение Если последовательность спинового эха используется при наличии гомоядерной связи, то автоматически возникает J-модуляция детекти * В 1982 г. предложен весьма перспективный метод измерения дальних констант 1 3 С - ' Н, основанный на использовании селективного инвертирующего я-импульса для получения гетероядерного J-спектра;

см.: Вах A., Freeman R., J. Amer. Chem. Soc., 104, 1099 (1982).- Прим. перев.

Спиновое эхо и./-спектроскопия - - - Гц -й 40 Рис. 10.14. Сравнение гомоядерного (а) и гетероядерного (б) J-спектров систем А 3 Х. В случае гомоядерного спектра константа проявляется по обеим координа там, поэтому мультиплет имеет наклон 45°.

руемого сигнала как функция tv, поскольку гомоядерные константы не рефокусируются. Двумерный эксперимент, выполненный при варьиро вании tl, таким образом, ведет к разделению мультиплетных структур по v x, как и в гетероядерном случае. Существует, однако, важная разница: взаимодействия присутствуют еще и в течение t2. В гетеро ядерном эксперименте мы устраняем их за счет широкополосной раз вязки, но ясно, что это невозможно для гомоядерных констант. В ре зультате мультиплеты лежат не на линии, параллельной координате^!, а на наклоненной к ней под углом 45°. Для иллюстрации этого случая на рис. 10.14 сравнивается гетероядерный /-спектр метильной группы с гомоядерным спектром Х-части протонной системы А3Х в одном масштабе как по v l 5 так и но v 2. На практике обычно масштаб изображения по координате v 2 бывает намного мельче, чем для v,, потому что спектр должен включать весь диапазон химических сдвигов, а не только ширину одного мультиплета;

поэтому наклон будет менее явно выражен (рис. 10.15).

Как мы увидим позднее, поворот мультиплетных структур в не которых случаях может быть сопряжен с определенными проблемами.

Однако сначала рассмотрим вопрос о том, с какой целью мы хотим получить гомоядерный J-спектр. Сугубо умозрительно преимущества этого метода таковы: разделение перекрывающихся мультиплетов при их развороте на вторую координату, возможное улучшение ширины линии по v1 из-за устранения неоднородности поля и возможность отличить гомоядерные константы, которые проявляются по координате Vj, от гетероядерных, которые в рамках этого эксперимента выступают подобно химическим сдвигам и проявляются только по координате v 2.

Имея в виду первые два связанных друг с другом аспекта, необходимо помнить, что эксперимент работает нормально только для систем чисто первого порядка. При наличии сильной связи появляются дополни тельные линии. Это означает, что эффективное дополнительное разре Глава I"' и • i -- 1 1И 1 11 - -a 1 - 1 - i n 11• -10 - in.0 I Гц 4,4 4,2 4,0 3,8 3,6 3,4 3,2 ДО 2,8 4,2 4,0 3,8 3,6 3.4 3,2 3,0 2, М.В. М.Э.

Рис. 10.15. Гомоядерный J-спектр все того же соединения 1 из гл. 8 (только часть спектра, нормальный одномерный спектр приведен над контурными представле ниями). Время регистрации по./-координате было около 2,5 с. Контурное представление такого спектра не является идеальным. При высоком пороговом значении интенсивности в контурном представлении хорошо разрешаются детали интенсивных пиков, но пропадают некоторые резонансные сигналы (слева). Если же понизить пороговое значение при построении контурного спектра, то его интерпретация становится неоднозначной (справа).

шение мультиплетной структуры может быть получено только для довольно ограниченного случая перекрывания большого числа сигналов, которые тем не менее должны быть мультиплетами первого порядка.

В тех случаях, когда эти условия выполняются, полученный У-спектр может оказаться достаточно информативным, но необходимо учиты вать при этом некоторые осложнения, обсуждаемые дальше.

10.4.2. Наклон J-спектров Наиболее интересная информация заключена в J-спектре по коор динате v t. Хорошо бы иметь возможность, как и в гетероядерном эксперименте, в сечениях параллельно v t обнаружить все компоненты мультиплета. К сожалению, из-за поворота на 45° мы в действи тельности находим, что они содержат только одиночные линии. Каждый столбец, несущий сигнал по v l 5 содержит одну компоненту мультиплета.

Другой недостаток гомоядерного./-спектра обнаруживается, если пред ставить себе его проекцию на координату v 2 параллельно v x, т.е.



Pages:     | 1 |   ...   | 7 | 8 || 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.