Гетероядерна J-розділена спектроскопія

Розгляд основ J-розділеної спектроскопії ми почнемо з її гетероядерного варіанта, роботу якого зрозуміти дещо простіше. Ідея методу полягає в тому, щоб у двомірному спектрі вздовж однієї осі отримати вуглецевий спектр з повною розв’язкою від протонів, а в другому вимірі – мультиплетну структуру кожного з піків. Взагалі, мета експерименту та сама, що і в одномірних експериментах редагування спектрів з тією відмінністю, що тут можна визначити не лише мультиплетність сигналів, а і знайти точні величини гетероядерних КССВ.

Для того, щоб у двомірному спектрі можна було у різних вимірах спостерігати хімічні зсуви ядра Х та їхнє розщеплення на ядрах іншого типу (найчастіше на протонах) потрібно, щоб в період еволюції відповідної імпульсної послідовності ми мали справу лише з еволюцією векторів, що зв’язані з гетероядерною спін-спіновою взаємодією, а в період змішування – лише з хімічними зсувами ядер Х. У цьому випадку при побудові непрямого виміру матимемо модуляції сигналу ядра Х, що відповідають лише величинам гетероядерних КССВ. Виявляється, що таку ситуацію можна реалізувати за допомогою послідовності J-модульованої спінової луни (Рис. 6.14), яку раніше ми використовували для редагування вуглецевих спектрів за мультиплетністю сигналів вуглецю.

Рис. 6. 14 . Метод переривчастого декаплінгу для запису гетероядерного J-розділеного спектра. Еволюція розщеплень відбувається тільки під час половини періоду t₁, таким чином, розщеплення, які спостерігаються у вимірі f_1, проявляються з половиною їхніх істинних значень ¹Jxh.

Послідовність включає елемент спінової луни по каналу атомів вуглецю та постійний декаплінг по каналу протонів, який вимикається лише на час першого з двох однакових інтервалів D спінової луни. Ключем до розуміння дії послідовності є усвідомлення того, що еволюція векторів намагніченості ядер вуглецю під впливом гетероядерного розщеплення ¹J_CH відбувається тільки при вимкненому декаплері. Коли декаплер ввімкнений, спін-спінова взаємодія миттєво зникає, всі вектори намагніченості, що зумовлені гетероядерною ССВ об’єднаються в один сигнал по правилам векторного додавання і еволюціонують тільки вектори хімічних зсувів. Модель ще спрощується, якщо згадати про те, що можна повністю ігнорувати різницю в хімічних зсувах вуглецю, оскільки їхня еволюція під час першого інтервалу D повністю рефокусується під час другого інтервалу D, який міститься за 180^о імпульсом. Ми вже знаємо, що у СКО еволюція векторів намагніченості визначається мультиплетністю сигналів та величинами гетероядерних КССВ. Якщо слідкувати за проекцією векторів намагніченості (І) на вісь х, то вона для різних мультиплетів при змінній тривалості інтервалу D задається рівняннями:

С: I=I_max

CH: І = I_maxCos 180JD

CH₂: І = I_maxcos² 180JD

CH₃: І = I_maxcos³ 180JD

Де I_max – максимальне значення проекції.

З цих рівнянь витікає, що в період часу, коли декаплер не працює, маємо сигнал, що складається виключно з частот, які відповідають гетероядерним ССВ. При цьому кількість частотних компонентів для сигналу кожного з атомів вуглецю визначається мультиплетністю сигналу. З другого боку, під час збору даних КССВ зникають завдяки дії декаплера і сигнал спаду вільної індукції містить лише частоти, які відповідають хімічним зсувам атомів вуглецю. Таким чином, після проведення експерименту зі зміною інтервалу D від одного інкременту до іншого на певну величину, отримаємо двомірний масив даних, в якому в одному вимірі будуть міститися лише частоти вуглецевих сигналів з розв’язкою від протонів, а в другому вимірі – гетероядерні мультиплети.

Хоча метод переривчастого декаплінгу для отримання J-розділених спектрів був розроблений раніше, зараз популярним є ще один різновид експерименту з гетероядерної J-розділеної спектроскопії, що включає елементи спінової луни на обох ядрах (Рис. 6.15)

Рис. 6.15.Метод спінового щиглика для отримання J-розділених гетероядерних спектрів

При роботі цієї послідовності після первинного збудження спінів Х в середині t₁ подаються 180^о імпульси, що прикладені одночасно на ядрах Н і Х. Результатом є рефокусування спінів Х у кінці t₁ при збереженні еволюції ССВ. В J-розділених експериментах відсутній період змішування, оскільки відсутнє перенесення намагніченості (когерентності) з одних спінів на інші. Оскільки в період детектування завжди використовується протонний декаплінг, то по осі f₂ гетероядерне розщеплення в парах Х-Н не спостерігається. Таким чином, у сигналі, що детектується, як це і потрібно, присутня амплітудна модуляція, зв'язана винятково з еволюцією гетероядерних розщеплень під час t₁ (Рис. 6.15). Крім цього, спінова луна рефокусує ефекти неоднорідності поля, які є іншим джерелом розходжень хімічних зсувів ядер Х зразка, тому сигнали у вимірі f₁ містять сигнали із природною шириною ліній, що визначається Т₂ гетероядер.

Схема на Рис.6.15, оскільки вона включає 180^о імпульс на протонах, називається методом «спінового щиглика» або «протонного щиглика». Її перевагою є те, що в результаті отримуємо спектр, в якому розщеплення, сигналів, що спостерігаються у непрямому вимірі, відповідають значенням КССВ. На відміну від цього, як це вже зазначалось, при використанні методу переривчастого декаплінгу еволюція КССВ відбувається тільки під час першої половини періоду D і тому видимі розщеплення сигналів у вимірі f₁ збільшуються вдвічі. Тому, якщо метод використовується для визначення величин КССВ, слід точно знати, яка версія імпульсної послідовності використовується.

На Рис. 6.16 показаний ¹Н-¹³С J-розділений спектр ментолу 6.4. Проекція на вісь f₂ являє собою звичайний вуглецевий спектр із декаплінгом на протонах, сигнали в якому мають вигляд синглетів. У вимірі f₂ при цьому містяться мультиплети, які пов'язані з ¹J_CH. Даний метод дозволяє легко визначати мультиплетність сигналів, однак з цією метою зараз він використовується рідко, оскільки витиснений більш зручними методами одномірного редагування спектрів. Інформацію про мультиплетність гетероядерних мультиплетів можна отримати також у двомірних спектрах по гетероядерній кореляції (розділ 6.4). J-розділений спектр корисний у випадках, коли в ньому є аномальні значення гетероядерних КССВ, які приводять до істотних помилок при одномірному редагуванні спектра. Це пов'язане з тим, що інтервали часу в послідовностях редагування визначаються величинами КССВ. Якщо КССВ є набагато більшими за передбачувані або перебувають у великому діапазоні значень, сигнали можуть не проявитися. J-розділені спектри не мають такої залежності. Більш привабливим сьогодні є використання J-розділеної спектроскопії для вимірювання величин гетероядерних КССВ, зокрема далеких констант.Це може виявитися досить важливим для конформаційного і конфігураційного аналізу органічних сполук.

6.4

Рис. 6.16.125 МГц ¹H-^I3C гетероядерний J-розділений спектр ментолу 6.4. Зверху показаний 1D вуглецевий спектр. Був використаний метод переривчастого декаплінгу, показаний на Рис. 7.1б. Розщеплення по f₁ відповідають половині істинних значень ¹Jch.

Описаний метод можна застосувати для знаходження як прямих КССВ, так і далеких констант взаємодії. Хоча в принципі можливо у вимірі f₁ досягти цифрового розділення, достатнього для розділення малих далеких КССВ у присутності набагато більших прямих констант (вони є як мінімум на порядок більшими), однак більш ефективний підхід полягає у видаленні зі спектра взаємодії через один зв'язок. У цьому випадку в спектрі залишаться тільки далекі КССВ, які обумовлені взаємодією через 2-3 хімічні зв'язки. При цьому можна скоротити спектральний діапазон по f₁ і поліпшити цифрове розділення спектра. Інші підходи для вирішення даної проблеми, будуть описані нижче.

Для вдосконалення основної послідовності, що наведена на Рис. 6.15, можна в неї перед спіновою луною для створення поперечної намагніченості спінів Х включити фрагмент перенесення поляризації. Із цією метою можна застосовувати послідовності INEPT, DEPT або більш пізню послідовність PENDANT. На додаток до підвищення чутливості, перенесення поляризації дозволяє встановлювати проміжок між сканами у відповідності з часом релаксації протонів, а не ядер Х. Великі переваги в чутливості можна також отримати для ядер, які мають негативний ефект Оверхаузера і відповідне зниження інтенсивності сигналу при протонному декаплінгу. До таких ядер відносяться ядра з негативним гіромагнітним відношенням, такі як ¹⁵N, ²⁹Si. Хоча виключення протонного декаплінгу під час релаксаційного проміжку і приводить до втрати інтенсивності сигналів, однак збільшення інтенсивності за рахунок перенесення поляризації все ж зумовлює істотне зростання чутливості спектру.