РАЗДЕЛ 2
ТЕОРИЯ И ПРАКТИКА МЕТОДА ЯМР СПЕКТРОСКОПИИ
Теория метода ЯМР-спектроскопии подробно изложена в ряде монографий и обзорных статей [372-379]. Здесь лишь кратко будут рассмотрены некоторые вопросы теории ЯМР, экспериментальной техники получения и обработки спектров протонного магнитного резонанса, необходимых для анализа экспериментальных данных, а также существующие теоретические подходы исследования методом ЯМР нековалентных взаимодействий с участием ароматических соединений.
2.1. Основы одно- и двумерной ЯМР спектроскопии
2.1.1. Теория ядерного магнитного резонанса.
Физические основы спектроскопии ядерного магнитного резонанса определяются магнитными свойствами атомных ядер. Ядра, обладающие собственным механическим моментом или спином I, имеют связанный с ними ядерный магнитный момент, равный
? = ? I,
где ? - гиромагнитное отношение для данного типа ядер;
I - ядерный спин-вектор.
Энергия взаимодействия магнитного диполя ? с полем индукции B0 равна
E = ? mI B0 ћ. (2.1)
Принимая во внимание квантово-механическое правило отбора ?mI = ?1, выражение для изменения энергии при переходе имеет вид
?E = ? ћ B0 , (2.2)
где ?E - разность энергий верхнего и нижнего уровней.
Из (2.2), учитывая, что ?E=hv, получаем условие резонанса для любых экспериментов ЯМР:
? = ? B0 / 2?, (2.3)
где h - постоянная Планка.
Таким образом, магнитные моменты ядер вращаются вокруг оси, совпадающей с направлением вектора B0 с Ларморовой частотой вращения, являющейся частотой ЯМР поглощения ?=2??. Вращение может быть по часовой или против часовой стрелки в зависимости от знака ?, но оно одинаковое для любых одинаковых ядер. Из условия резонанса (2.3) следует, что для получения ЯМР - спектра поглощения образца можно варьировать либо величину поля, либо частоту в виду прямой пропорциональности между ? и B0.
2.1.2. Экспериментальные методики одно- и двумерной ЯМР спектроскопии.
На практике наиболее широкое применение получили методики импульсной ЯМР-спектроскопии, в которых на исследуемый образец, находящийся в стационарном магнитном поле В0, подаются радиочастотные импульсы определенных длительностей и последовательностей.
Рассмотрим поведение ядер (например, протонов) со спиновым квантовым числом, равным 1/2. Большое число магнитных диполей, связанных с ядрами атомов, в отсутствии магнитного поля полностью разупорядочены, т.е. их ориентация статистически равновероятна. Если к такой системе ядерных спинов проложить постоянное магнитное поле вектор индукции которого B0 направлен вдоль оси z (рис.2.1), то тогда в соответствии с (2.1) возможны две ориентации z-компонент магнитных моментов протонов по отношению к направлению внешнего поля: параллельная (при mI=1/2) и антипараллельная (при mI=-1/2). При этом направление результирующей намагниченности образца M0 будет совпадать с положительным направлением оси z.
а) б)
Рис. 2.1. Прецессия вектора намагниченности а) относительно поля В1 в системе координат, вращающейся со скоростью ?, б) после выключения радиочастотного поля В1.
Чтобы привести вектор M0 в движение в стандартном одномерном ЯМР-эксперименте к системе спинов прикладывают 90?-ный импульс В1, направленный вдоль оси x. Наличие поля приводит к появлению момента сил [µ, B1], который стремится повернуть ядерный момент в плоскость, перпендикулярную В0, в результате создается поперечная намагниченность, совпадающая по направлению с осью y. По окончании действия импульса поперечная намагниченность будет прецессировать вокруг оси z (рис.2.1), ее спад в катушках детектора создаст сигнал S(t), называемый сигналом спада свободной индукции (ССИ). ССИ представляет собой сложную интерферограмму высокочастотных колебаний от различных линий в частотном спектре F(?), который может быть получен в результате фурье- преобразования функции S(t).
Применение одномерной фурье-спектроскопии (1М) полностью оправдано до тех пор, пока ведется только измерение собственных частот или нормальных состояний системы. Применительно к ЯМР спектроскопии это обычно ограничивается измерением химических сдвигов, характеризующих локальное химическое окружение различных ядер. Однако получить отсюда какую-либо информацию о пространственной организации исследуемых ядер невозможно.
Для решения подобной задачи можно использовать двумерный спектр, рассматривая сигнал как функцию двух независимых времен - времени эволюции t1 и времени детектирования t2: S(t1,t2). Практически импульсная последовательность двумерного (2М) эксперимента состоит из двух 90°-ных импульсов, многократно повторяющаяся при фиксированном времени смешивания ?m и увеличении времени эволюции t1 на постоянную величину (рис.2.2).
а) б)
Рис.2.2. а) импульсная последовательность для гомоядерной корреляционной 2М-спектроскопии (COSY), б) полная корреляционная 2М-спектроскопия (TOCSY) с периодом смешивания длительностью ?m, состоящим из ряда (?)x-импульсов с чередующимися фазами вдоль осей + x и - x.
Сигнал после каждой последовательности преобразуют в цифровую форму и запоминают на носителе, таким образом, строится двумерная матрица, в которой каждой паре значений (t1, t2) соответствует сигнал амплитудой S(t1,t2). Для увеличения чувствительности в раз импульсную последовательность при каждом значении t1 повторяют p раз и сигналы складывают. После двумерного преобразования Фурье получают частотный спектр S(?1,?2). Он представляет собой некоторую поверхность в трехмерном пространстве, где интенсивность сигнала является функцией двух независимых частот. Графически двумерные спектры обычно представляют в виде трехмерной проекции, контурной диаграммы и сечений параллельно оси t1 или t2. Наиболее удобными в практическом отношении являются контурные диаграммы.
Различают два основных класса методик двумерной ЯМР спектроскопии:
- выявляющие связь между ядрами через химические связи (COrrelation SpectroscopY, COSY - спе