RMN de campo cero

Adquisición de espectros de RMN de productos químicos.

Una muestra que se está investigando mediante espectroscopía de RMN en una configuración de RMN de campo cero. ^[1]

La RMN de campo cero a ultrabajo ( ZULF ) es la adquisición de espectros de resonancia magnética nuclear (RMN) de sustancias químicas con núcleos magnéticamente activos ( espines 1/2 y mayores) en un entorno cuidadosamente protegido de campos magnéticos (incluido el campo de la Tierra ). . Los experimentos de RMN de ZULF normalmente implican el uso de blindaje pasivo o activo para atenuar el campo magnético de la Tierra. Esto contrasta con la mayoría de los experimentos de RMN que se realizan en campos magnéticos intensos proporcionados por imanes superconductores . En los experimentos de ZULF, las interacciones dominantes son los acoplamientos nucleares espín-espín, y el acoplamiento entre los espines y el campo magnético externo es una perturbación de esto. Operar en este régimen tiene una serie de ventajas: se atenúa el ensanchamiento de líneas inducido por la susceptibilidad magnética, lo que reduce el ensanchamiento no homogéneo de las líneas espectrales para muestras en entornos heterogéneos. Otra ventaja es que las señales de baja frecuencia pasan fácilmente a través de materiales conductores como los metales debido a la mayor profundidad de la piel; este no es el caso de la RMN de alto campo, cuyos recipientes de muestra suelen estar hechos de vidrio, cuarzo o cerámica.

La RMN de campo alto emplea detectores inductivos para captar las señales de radiofrecuencia, pero esto sería ineficaz en los experimentos de RMN de ZULF ya que las frecuencias de las señales suelen ser mucho más bajas (del orden de hercios a kilohercios). El desarrollo de sensores magnéticos altamente sensibles a principios de la década de 2000, incluidos SQUID , sensores magnetorresistivos y magnetómetros atómicos SERF, hizo posible detectar señales de RMN directamente en el régimen ZULF. Los experimentos anteriores de ZULF NMR se basaron en la detección indirecta en la que la muestra tenía que ser trasladada desde el entorno protegido de ZULF a un campo magnético intenso para su detección con una bobina captadora inductiva convencional. Una implementación exitosa fue el uso de magnetómetros atómicos con campo magnético cero trabajando con células de vapor de rubidio para detectar RMN de campo cero. ^{[2] [3]}

Sin un gran campo magnético para inducir la polarización del espín nuclear, los espines nucleares deben polarizarse externamente mediante técnicas de hiperpolarización . Esto puede ser tan simple como polarizar los espines en un campo magnético seguido de un traslado a la región ZULF para la adquisición de señales, y también se pueden usar técnicas alternativas de hiperpolarización basadas en química.

A veces, aunque de forma inexacta, se la denomina resonancia cuadrupolar nuclear (NQR). ^[4]

Una comparación entre los espectros de RMN de campo alto y de campo cero de una muestra que contiene una mezcla de ácido [2-13 ^C ]-acético y ácido [2-13 ^C ]-bromoacético. En el campo alto, las especies de espín nuclear ^{de 1} H y ¹³ C precesan a diferentes frecuencias, produciendo espectros distintos de ¹ H y ¹³ C con la perturbación del acoplamiento J que divide la resonancia en patrones de doblete, triplete o cuarteto. En el campo cero, no hay precesión de Larmor y las frecuencias de resonancia están determinadas principalmente por los acoplamientos en J. Una característica notable es el estrecho ancho de línea en el campo cero, debido a la falta de ensanchamiento no homogéneo.

Experimentos de RMN de campo cero

Spin Hamiltonianos

La evolución libre de los espines nucleares está regida por un hamiltoniano ( ), que en el caso de la resonancia magnética nuclear en estado líquido puede dividirse en dos términos principales. El primer término ( ) corresponde a la interacción Zeeman entre los espines y el campo magnético externo, que incluye el desplazamiento químico ( ). El segundo término ( ) corresponde a la interacción indirecta espín-espín, o acoplamiento J. ${\displaystyle {\hat {H}}}$ ${\displaystyle {\hat {H}}_{z}}$ ${\displaystyle \sigma }$ ${\displaystyle {\hat {H}}_{J}}$

${\displaystyle {\hat {H}}={\hat {H}}_{z}+{\hat {H}}_{J}}$, dónde:

${\displaystyle {\hat {H}}_{z}=-\hbar \sum _{a}\gamma _{a}(1-\sigma _{a}){\hat {I}}_{a}\cdot B_{0}}$, y

${\displaystyle {\hat {H}}_{J}=-\hbar 2\pi \sum _{a>b}J_{ab}{\hat {I}}_{a}\cdot {\hat {I}}_{b}}$.

Aquí la suma se realiza sobre todo el sistema de espines acoplados; denota la constante de Planck reducida; denota la relación giromagnética del espín a; denota la parte isotrópica del desplazamiento químico para el espín a-ésimo; denota el operador de giro del giro a-ésimo; es el campo magnético externo que experimentan todos los espines considerados, y; es la constante de acoplamiento J entre los espines a y b. ${\displaystyle \hbar }$ ${\displaystyle \gamma _{a}}$ ${\displaystyle \sigma _{a}}$ ${\displaystyle I_{a}}$ ${\displaystyle B_{0}}$ ${\displaystyle J_{ab}}$

Es importante destacar que la fuerza relativa de y (y por lo tanto el comportamiento dinámico de espín de dicho sistema) depende del campo magnético. Por ejemplo, en la RMN convencional, suele ser mayor que 1 T, por lo que la frecuencia de Larmor de ¹ H supera las decenas de MHz. Esto es mucho mayor que los valores de acoplamiento que normalmente van de Hz a cientos de Hz. En este límite, hay una perturbación de . Por el contrario, en los campos de nanotesla, las frecuencias de Larmor pueden ser mucho más pequeñas que las de los acoplamientos y dominan. ${\displaystyle {\hat {H}}_{z}}$ ${\displaystyle {\hat {H}}_{J}}$ ${\displaystyle |B_{0}|}$ ${\displaystyle \nu _{0}=-\gamma B_{0}/2\pi }$ ${\displaystyle J}$ ${\displaystyle {\hat {H}}_{J}}$ ${\displaystyle {\hat {H}}_{z}}$ ${\displaystyle J}$ ${\displaystyle {\hat {H}}_{J}}$

Polarización

Antes de que se puedan detectar señales en un experimento de RMN ZULF, primero es necesario polarizar el conjunto de espín nuclear, ya que la señal es proporcional a la magnetización del espín nuclear. Existen varios métodos para generar polarización de espín nuclear. Lo más común es permitir que los espines se equilibren térmicamente en un campo magnético, y la alineación del espín nuclear con el campo magnético debido a la interacción de Zeeman conduce a una polarización débil del espín. La polarización generada de esta manera es del orden de 10 ⁻⁶ para intensidades de campo de Tesla.

Un enfoque alternativo es utilizar técnicas de hiperpolarización, que son métodos químicos y físicos para generar polarización del espín nuclear. Los ejemplos incluyen la polarización inducida por parahidrógeno , el bombeo óptico de intercambio de espín de átomos de gases nobles , la polarización nuclear dinámica por disolución y la polarización nuclear dinámica inducida químicamente .

Manipulación de excitación y giro.

Los experimentos de RMN requieren la creación de un estado transitorio no estacionario del sistema de espín. En experimentos convencionales de alto campo, los pulsos de radiofrecuencia inclinan la magnetización desde la dirección principal del campo magnético hasta el plano transversal. Una vez en el plano transversal, la magnetización ya no está en un estado estacionario (o estado propio ) y, por lo tanto, comienza a precesar alrededor del campo magnético principal creando un campo magnético oscilante detectable.

El estado de equilibrio térmico de un par de ¹ H- ¹³ C en campo alto corresponde a un estado en el que ambos espines están polarizados a lo largo del campo B ₀ , con una polarización de ¹ H aproximadamente 4 veces mayor que la de los espines ^{de 13 C.} Este es un estado estacionario en campo alto. Si el campo se apaga de forma no adiabática (rápidamente), el estado comienza a evolucionar. La polarización oscila entre los espines ¹ H y ¹³ C en la frecuencia de acoplamiento J (210 Hz en este ejemplo), y esto da lugar a espectros J en ZULF NMR.

En los experimentos de ZULF, se utilizan pulsos de campo magnético constante para inducir estados no estacionarios del sistema de espín. Las dos estrategias principales consisten en (1) cambiar el campo magnético de un campo pseudoalto a un campo cero (o ultrabajo), o (2) reducir gradualmente el campo magnético experimentado por los espines a un campo cero para convertirlo. las poblaciones de Zeeman en estados propios de campo cero adiabáticamente y posteriormente aplicando un pulso de campo magnético constante para inducir una coherencia entre los estados propios de campo cero. En el caso simple de un par heteronuclear de espines acoplados en J, ambos esquemas de excitación inducen una transición entre los estados singlete y triplete-0, lo que genera un campo magnético oscilatorio detectable. Se han informado secuencias de pulsos más sofisticadas que incluyen pulsos selectivos, ^[5] experimentos bidimensionales y esquemas de desacoplamiento. ^[6]

Detección de señal

Las señales de RMN normalmente se detectan de forma inductiva, pero las bajas frecuencias de la radiación electromagnética emitida por las muestras en un experimento ZULF hacen que la detección inductiva no sea práctica en campos bajos. Por lo tanto, el primer método para medir la RMN de campo cero en muestras sólidas fue mediante técnicas de ciclado de campo. ^[7] El ciclo de campo implica tres pasos: preparación, evolución y detección. En la etapa de preparación, se aplica un campo para magnetizar los espines nucleares. Luego, el campo cambia repentinamente a cero para iniciar el intervalo de evolución y la magnetización evoluciona bajo el hamiltoniano de campo cero. Después de un tiempo, el campo se enciende nuevamente y la señal se detecta inductivamente en un campo alto. En un solo ciclo de campo, la magnetización observada corresponde solo a un valor único del tiempo de evolución del campo cero. La magnetización variable en el tiempo se puede detectar repitiendo el ciclo de campo con longitudes incrementadas del intervalo de campo cero y, por lo tanto, la evolución y disminución de la magnetización se mide punto por punto. La transformada de Fourier de esta magnetización dará como resultado el espectro de absorción de campo cero.

La aparición de técnicas de magnetometría altamente sensibles ha permitido la detección in situ de señales de RMN de campo cero. Los ejemplos incluyen dispositivos de interferencia cuántica superconductores ( SQUID ), sensores magnetorresistivos y magnetómetros atómicos SERF . Los SQUID tienen una alta sensibilidad, pero requieren condiciones criogénicas para funcionar, lo que los hace prácticamente algo difíciles de emplear para la detección de muestras químicas o biológicas. Los sensores magnetorresistivos son menos sensibles, pero son mucho más fáciles de manejar y acercar a la muestra de RMN, lo que resulta ventajoso ya que la proximidad mejora la sensibilidad. Los sensores más comunes empleados en los experimentos de RMN de ZULF son magnetómetros bombeados ópticamente, que tienen alta sensibilidad y pueden colocarse muy cerca de una muestra de RMN.

Definición del régimen ZULF

Resonancias de RMN de un par de espines ¹ H- ¹³ C con un acoplamiento J de 100 Hz bajo diferentes campos magnéticos externos.

Los límites entre RMN de campo cero, ultrabajo, bajo y alto no están definidos rigurosamente, aunque se utilizan de manera rutinaria definiciones de trabajo aproximadas para experimentos que involucran moléculas pequeñas en solución. ^[8] El límite entre el campo cero y el campo ultrabajo generalmente se define como el campo en el cual la frecuencia de precesión del espín nuclear coincide con la tasa de relajación del espín , es decir, en el campo cero los espines nucleares se relajan más rápido de lo que precesan alrededor del campo externo. El límite entre campo ultrabajo y bajo generalmente se define como el campo en el que las diferencias de frecuencia de Larmor entre diferentes especies de espín nuclear coinciden con los acoplamientos espín-espín (J o dipolares), es decir, en el campo ultrabajo dominan los acoplamientos espín-espín y la interacción Zeeman es una perturbación. El límite entre campo bajo y alto es más ambiguo y estos términos se usan de manera diferente según la aplicación o el tema de investigación. En el contexto de ZULF NMR, el límite se define como el campo en el que las diferencias de desplazamiento químico entre núcleos de la misma especie isotópica en una muestra coinciden con los acoplamientos espín-espín.

Tenga en cuenta que estas definiciones dependen en gran medida de la muestra que se estudia, y los límites del régimen de campo pueden variar en órdenes de magnitud dependiendo de los parámetros de la muestra, como las especies de espín nuclear, las fuerzas de acoplamiento espín-espín y los tiempos de relajación del espín.

Ver también

• RMN del campo terrestre
• RMN de campo bajo

Referencias

1. Burueva, D.; Eills, J.; Blanchard, JW; Garcón, A.; Picazo Frutos, R.; Kovtunov, KV; Koptyug, I.; Budker, D. (8 de junio de 2020). "El monitoreo de reacciones químicas mediante resonancia magnética nuclear de campo cero permite el estudio de muestras heterogéneas en contenedores metálicos". Angélica. Química. En t. Ed. 59 (39): 17026–17032. doi :10.1002/anie.202006266. PMC  7540358 . PMID  32510813.
2. Sheng, D.; Li, S.; Dural, N.; Romalis, M. (18 de abril de 2013). "Magnetometría atómica escalar subfemtotesla utilizando células multipaso". Cartas de revisión física . 110 (16): 160802. arXiv : 1208.1099 . Código bibliográfico : 2013PhRvL.110p0802S. doi :10.1103/PhysRevLett.110.160802. PMID  23679590. S2CID  7559023.
3. Comisariado, Tushna (24 de abril de 2013). "El magnetómetro atómico es el más sensible hasta ahora". Mundo de la Física .
4. Patente estadounidense 6.919.838
5. Sjolander, TF; Taylor, MCD; Rey, JP; Budker, D.; Pinos, A. (2017). "Pulsos selectivos de transición en resonancia magnética nuclear de campo cero". J. Física. Química. A . 120 (25): 4343–4348. doi : 10.1021/acs.jpca.6b04017. PMID  27243376.
6. Sjolander, TF; et al. (2017). "Espectroscopia de acoplamiento J desacoplado con 13C mediante resonancia magnética nuclear bidimensional en campo cero". J. Física. Química. Letón. 8 (7): 1512-1516. doi :10.1021/acs.jpclett.7b00349. PMID  28291363.
7. Weitekamp, ​​DP; Bielecki, A.; Zax, D.; Zilm, K.; Pines, A. (30 de mayo de 1983). "Resonancia magnética nuclear de campo cero" (PDF) . Física. Rev. Lett. 50 (22): 1807–1810. Código bibliográfico : 1983PhRvL..50.1807W. doi : 10.1103/PhysRevLett.50.1807.
8. Eills, J. (3 de septiembre de 2020). "Una guía para autoestopistas sobre RMN ZULF".

Otras lecturas

• MP Ledbetter, C. Crawford, A. Pines, D. Wemmer, S. Knappe, J. Kitching, D. Budker "Detección óptica de espectros J de RMN en campo magnético cero" J. Magn. Reson. (2009), 199, 25-29.
• T. Theis, P. Ganssle, G. Kervern, S. Knappe, J. Kitching, MP Ledbetter, D. Budker y A. Pines; “Resonancia magnética nuclear de campo cero mejorada con parahidrógeno” Nature Physics (2011), 7, 571–575.

enlaces externos

• https://pines.berkeley.edu/research/ultra-low-field-zero-field-nmr
• https://pines.berkeley.edu/publications/chemical-analysis-using-j-coupling-multiplets-zero-field-nmr-0