Térjünk vissza a mágneses momentumok viselkedésének a leírásához, hogy megértsük a modern, Fourier-transzformációs NMR spektrométer működési elvének

Átírás

1 1

2 Térjünk vissza a mágneses momentumok viselkedésének a leírásához, hogy megértsük a modern, Fourier-transzformációs NMR spektrométer működési elvének a megértéséhez. A jelenségeket két egymással szoros összefüggésben lévő, de kétféle koordináta rendszerben szokták leírnia tankönyvekben, de sajnos ritkán adják meg, hogy éppen melyik koordináta rendszerben magyaráznak, ami igen zavaró a hallgatók számára. Ezt igyekszem majd elkerülni. Azt a koordinátarendszert, amelyben a z-irányt a külső mégneses tér irányába mutat, és az egyes mágneses momentumok a Larmor-frekvenciával precesszálnak a külső mágneses tér körül a laboratóriumi koordinátarendszernek nevezzük. Az x-, és y-irányokat a spektrométerbe szerelt adó és vevő egységek helye határozza meg. 2

3 Az átmenetet előidéző rádiófrekvenciás sugárzást a laboratóriumi koordináta rendszerben nézve, a z-tengely irányába bocsátják be a rendszerbe. A sugárzás síkban polarizált. A síkban polarizált fényt a klassszikus elektrodinamika, két cirkulárisan polarizált fény eredőjeként írja le. Mindkét vektor ugyanazzal a frekvenciával, a sugárzásra jellemző frekvenciával, forog, de egymással ellentétes irányba. Ezeket írta le annak idején az A e ikx és az A e -ikx komplex függvénypár! 3

4 A két vektor azonos frekvenciával forog, azonos hosszúságú, ezért az eredő síkbeli lesz, és periodikusan változik! 4

5 Az egyik cirkulárisan polarizált komponenst, amit B 1 segédtérnek jelölnek a tankönyvekben, ugyanabba az irányba, ugyanazzal a frekvenciával forog a B o tér körül, mint a magmágneses vektorok, azaz hozzájuk képest mozdulatlan. Ezért szoktak használni a mag mágneses jelenségek leírásakor egy ún. forgó koordinátarendszert, amelynek z-tengelye egybeesik a laboratóriumi koordinátarendszerével, csak az x- és az y-tengely viszont a Larmorfrekvenciával forog, a mágneses momentumokkal, és a B 1 segédtérrel együtt! 5

6 A forgó koordinátarendszerben jól meg lehet mutatni a vektormodellel a mágnesezettség változása a besugárzás hatására. A kiindulási állapot, hogy a magok mágneses momentumainak z-irányú vetületeiből kialakul a z-irányú makroszkópikus mágnesezettség, amelynek nincs xy-síkba eső vetülete. A besugárzás megkezdésekor ebben a koordinátarendszerben megjelenik a sztatikus B 1 segédtér, amely körül szintén megindul a mágneses momentumok precessziója, kialakul a két lehetséges állapot, α és β, ahol α energiája kissé alacsonyabb, és ezért egy kicsit többen vannak, így megjelenik egy xy-síkbeli mágnesezettség, amely a besugárzási idő előrehaladtával, az egyensúlyi állapot beállásáig nő. A két új kúpon való forgás viszi át az eredeti két állapot közt a mágneses momentumokat, és a sugárzási energia elnyelésével megváltozik a két eredeti állapot betöltöttsége. Az α állapotú részecskék száma csökken, és a β állapotúaké nő. Ennek eredményeként a mágnesezettség z-irányú komponense csökken. Ha elegendő hosszan, elegendő intenzitású sugárzást alkalmazunk, akkor a benépesítettség kiegyenlítődik, és a z-irányú komponens megszűnik, és csak az xy-síkban lesz eredő mágnesezettség. 6

7 Azt az impulzust, amely megszünteti a z-irányú mágnesezettségi komponenst, és létrehozza a maximális nagyságú mágnesezettséget az xy-síkban 90 fokos, azaz π/2 impulzusnak. 7

8 Ha a besugárzást a 90 fokos impulzus idejének kétszereséig folytatjuk, akkor az alapállapotból a gerjesztett állapotba pont annyi részecskével lesz több, mint amennyivel több volt egyensúlyi állapotban az alapállapotban. Ennek eredményeként a mágnesezettség z-irányú komponense pont akkora lesz, mint az egyensúlyi mágnesezettség, de iránya ellentétes értelmű! Ezt az impulzust 180 fokos, azaz π-impulzusnak nevezzük. A két állapot benépesítését ugyanúgy populáció inverziónak nevezzük, mint a lézereknél! 8

9 A mérési elv megértéséhez vizsgálnunk kell, hogy mi történik a mágnesezettség egyes komponenseivel a besugárzást, a rádiófrekvenciás teret kikapcsoljuk. Mi vezérli az egyensúlyi állapothoz való visszatérést? Amint azt láttuk, a mágnesezettség z-irányú komponense az alap- és a gerjesztett állapot benépesítésének változása miatt változik. A besugárzás során a rendszer energiát vesz fel, a gerjesztett állapot betöltési száma növekedik. Ettől a többletenergiától a rendszer meg kíván szabadulni a besugárzás kikapcsolása után. Az energiát a környezetének adja le. Ez egy egyszerű elsőrendű folyamat, amit az entalpiaváltozás vezérel. Mivel Bloch (Nobel díj 1952) a jelenséget leíró egyenleteit paramágneses kristályos anyagok viselkedésének leírására hozta létre, ezért a környezet a kristályrács volt, és a modell szerint a kristályrács rezgései vették át a leadott energiát. Ez az oka, hogy spin-rács relaxációként, illetve a modern spektrométerek bevezetése óta amiatt, hogy a z-irány a rádiófrekvenciás tér irányával esik egybe, ezért longitudinális relaxációnak is nevezik. A folyamat sebességét a T 1 longitudinális relaxációs idővel jellemezzük. 9

10 A longitudinális relaxáció folyamata egyszerű elsőrendű kinetika szerint zajlik le, a leíró görbe a termék koncentrációjának időbeli változását leíró görbével analóg, hiszen az-irányú mágnesezettség visszaállásáról van szó! 10

11 A mágnesesség xy-irányú komponensét a vektormodellel azzal magyarázza, hogy a B 1 segédtér megzavarja a külső, B o mágneses tér által létrehozott állapotokban, a precessziós kúpokon megszünteti a mágneses momentumok egyenletes eloszlását, a segédtér oldalán összesűrűsödnek, az ellentétes oldalon kiritkulnak a mágneses momentumok. Ez az az állapot, ami B 1 tér kikapcsolásakor valóban fennáll. Így az xy-irányú mágnesezettségi komponens megszűnése során az egyenletes eloszlás áll vissza a precessziós kúpokon, azaz egy kevésbé valószínű állapotból egy nagyobb valószínűségű állapotba kerül vissza a rendszer, tehát a folyamatot az entrópia változása vezérli. Ezt a folyamatot spin-spin, vagy transzverzális relaxációnak nevezzük, mivel a rádiófrekvenciás sugárzás haladásának irányára merőleges irányú mágnesezettség megszűnésének folyamata. Az egyszerű elsőrendű kinetika szerint lezajló folyamat sebességét a T 2 transzverzális relaxációs idő jellemzi. 11

12 A forgó koordinátarendszerben lehet csak egyszerű, elsőrendű kinetika szerinti görbével leírni a mágnesezettség xy-síkbeli komponensének időbeli változását! A két, egymástól független folyamat sebességét jellemző relaxációs idő ugyanabba a nagyságrendbe 0,1-10 s esik, de a T 1 egy kicsit nagyobb szokott lenni. 12

13 A mágnesezettség xy-síkbeli komponensének megszűnését leíró görbék bonyolultabbak a laboratóriumi koordinátarendszerben, hiszen a vektor hosszának csökkenését leíró tagot ki kell egészíteni a vektor x- és y-irányú komponenseit leíró periódikus, szinusz és koszinusz függvényekkel, amelyek a Larmor-frekvenciával való forgást írják le. A φ a fázisszög, amely azért kell az összefüggésbe mert nem biztosított, hogy a detektálás éppen a periódus megfelelő pillanatában kezdődött. A spektrométerbe szerelt vevőtekercsek ezt a változó mágneses teret érzékelik, és regisztráljuk. Ezt a jelet nevezzük Free Induction Decay-nek FID-nek. 13

14 A rezgési spektroszkópiánál már foglalkoztunk azzal, hogy egy periodikus jel ott az interferogram volt - Fourier-transzformáltja szolgáltatja a színképet. Nos ez igaz az FT-NMR mérésekre is, ahol a FID egy olyan periodikus jel, amelynek az amplitúdója exponenciálisan csökken. Ennek Fourier-transzformáltja ugyanúgy szolgáltatja a hagyományos színképet, mint az interferogram esetében, de nem mindegy, hogy melyik vetület jelét transzformáljuk. A szinuszos vetület a Larmor-frekvenciánál egy pozitív intenzitású, és Larmor frekvenciánál egy negatív intenzitású jelet eredményez. A koszinuszos vetületből viszont mindkettőnél pozitív intenzitású jelet kapunk. A fázisszög jelenléte, illetve több mag rezonanciájából származó FID még bonyolultabbá teszi a képet, de szerencsére, ha mindkettő vetületet regisztráljuk, és transzformálás után összeadjuk, akkor csak a pozitív Larmor frekvenciánál kapott pozitív intenzitású jeleket kapunk, a másik kiesik. Ezt hívjuk quadrature detection -nek, amit általánosan alkalmaznak a mérések kivitelezésekor. 14

15 A FID tehát egy időben exponenciálisan csökkenő amplitúdójú periodikus jel. Az amplitúdó csökkenésére jellemző időállandó az ún. transzverzális spin-spin relaxációs idő, T 2. Ebből az következne, hogy a FID-ből megkaphatnánk a T 2 értékét. Sajnos, a valóságban az amplitúdó gyorsabban csökken, pl. azért, mert a mágneses tér sosem lehet tökéletesen homogén! A FID-ből nyerhető időállandót effektív transzverzális relaxációs időnek nevezzük, és T 2* -gal jelöljük. Vizsgáljuk meg, hogy miért csökken gyorsabban az inhomogenitás hatására az xy-síkbeli mágnesezettség, az elméleti sebességnél! 15

16 A forgó koordinátarendszerben jól megmutatható a mágneses tér inhomogenitásának hatása az xy-síkbeli mágnesezettség eltűnésére. Kezdjük ott, hogy egy 90 fokos impulzus létrehozza a maximális hosszúságú M xy mágnesezettséget y-irányba. E a mágnesezettség a B 1 segédtér körül precesszáló mágneses momentumok vetületeinek eredője, azaz az α többletpopulációjának az y-irányú vetületeiből adódik össze. Ha minden mag, amely vetülete összeadódik, ugyanolyan mágneses indukciójú térben lenne, akkor a Larmor-frekvenciával forognának, és a számuk T 2 szerint csökkenne, és t idő relaxáció után eredőjüket a megfelelő sebességi állandójú elsőrendű kinetika szerint számíthatnánk. A valóságban néhányan magasabb, néhányan alacsonyabb indukciójú térben vannak, azaz más a rezonancia, a Larmor-frekvenciájuk, azaz a magasabb térben lévők előreszaladnak, az alacsonyabb térben lévők lemaradnak az többségben lévő társaikhoz képest! Az így kapott vektori összeg, az eredő nyilvánvalóan rövidebb, mint az, ha valamennyi vetület egy irányba mutatna. Az előreszaladás, és a lemaradás időben előrehaladva csak fokozódik, azaz a különbség a várttól egyre nagyobb lesz. 16

17 Hogyan lehet mégis megmérni a valódi transzverzális relaxációs időt? A megoldást a spin echo, vagy más néven a refókuszálás nevű eljárás adja meg. Ennek az a feltételezés az alapja, hogy a részecskék nem hagyják el azt a térrészt a mérés alatt, amelyben annak megkezdésekor voltak, azaz azok a magok, amelyek magasabb, alacsonyabb, vagy az átlagos indukciójú térben voltak, ott is maradnak! A másik segítség a 180 fokos x-irányú impulzus! Mit is tesz ez a különböző mágneses vetületekkel? 17

18 Vizsgáljuk meg két eltérő indukciójú térrészben lévő mágneses momentumok sokaságából származó xy-síkban létrejött mágnesezettségi vektor viselkedését a relaxáció során, majd az x-irányú 180 fokos impulzus következtében. Az xy-síkbeli mágnesezettséget létrehozó impulzus után, a kétféle térben lévő magok okozta mágnesezettség még egy irányba mutat. A relaxáció megkezdésével azonban ez megszűnik, mert az eltérő indukció eltérő Larmorfrekvenciát eredményez, azaz t idő eltelte után a két vektor eltérő szögben áll a tengelyekhez képest, azaz rájuk nézve eltérőek a vetületeik. A 180 fokos x-irányú impulzus ezeket a komponenseket tükrözi az xz-síkra. Ennek az eredménye az lesz, hogy a két mágnesezettség sorrendje felcserélődik, azaz az xz-sík túloldalán a lemaradó mágnesezettség a előreszaladó mögé kerül, így az xy-síkbeli vetületeik is megcserélődnek. A lassabb ugyanannyival kerül előbbre, mint amennyivel le volt maradva. 18

19 Logikusan következik, hogy a 90 fokos impulzus után egy bizonyos ideig várva, majd végrehajtva a 180-fokos tükrözést, ugyanannyi időt kell várni, mint előtte ahhoz, hogy az előre került lassabb precessziójú mágnesezettséget utolérje a hátra került, de gyorsabb precessziójú mágnesezettség. Ekkor megmérve a FID-et a 2τ relaxációs időnek megfelelő, az inhomogenitás hatásától mentes intenzitású jelet kapunk. Változó várakozási idővel megmérve a színképet, a csúcsok maximumára illesztett exponenciális görbe megadja a valós transzverzális relaxációs időt, T 2 -t. Az így kapott időkonstans, jó közelítéssel, a gerjesztett állapot átlagos élettartamának kétszerese, azaz szoros összefüggésben van a sávszélességgel! 19

20 A másik, longitudinális mágnesezettség változásának mérése közvetlenül, a külső mágneses tér erőssége miatt, nem lehetséges. Megoldást az a stratégia hoz, hogy a longitudinális mágnesezettséggel arányos jelet kell létrehozni az xy-síkban. A másik figyelembe veendő tény, hogy az egyensúly közelében a folyamatok nem mindig követik az elméleti összefüggéseket, ezért ebben az esetben is érdemesebb messze az egyensúlytól mérni, azaz a mérés egy 180 fokos impulzussal, a benépesítettség megcserélésével, a spinpopuláció invertálásával, a z-irányú mágnesezettség megfordításával kezdődik. 20

21 Az előzőekben ismertetett stratégia szerint tehát a termodinamikai egyensúly beállta után, egy 180 fokos impulzussal létrehozzuk a M zo mágnesezettségi komponenst. Egy bizonyos ideig várva, a transzverzális relaxáció következtében ennek nagysága csökken. Ha ezután végrehajtunk egy 90 fokos impulzust, ami befordítja a z-irányú mágnesezettségi komponenst, és azonnal elkezdik a FID regisztrálását. A kapott sáv intenzitása arányos a z-irányú mágnesezettség nagyságával. Több t 1 idővel elvégezve a kísérletet, a kapott színképsávok maximumaira illesztett exponenciális görbe a T 1 időkonstans szerint változik. 21

22 Ha megvizsgáljuk a különböző mágneses magok giromágneses tényezőit, és összevetjük a természetes izotópeloszlással jól látható, hogy néhány fontos mag, mint pl. a 13 C mag mérése nem igazán tartozik a könnyű feladatok közé. A molekulák szerkezetének vizsgálata szempontjából ugyanakkor igen fontos lenne, ha rendelkeznénk információval a molekulát alkotó szenekről. A 13 C magok gyakorisága miatt annak a valószínűsége, hogy nagy számban található olyan molekulák, amelyekben több 13 C mag található, és ráadásul azok csatolásban is vannak. Ez jó hír, mert az ebből fakadó felhasadás jelintenzitást csökkentő hatásával nem kell számolnunk. Számolnunk kell viszont azzal, hogy a szeneken lévő protonok, amelyek közel 100% gyakoriságúak, hasítják a velük csatolásban lévő 13 C magok jelét. Ez ugyan hasznos lenne, mert további információt hordozna a szénatomról, de igen megnöveli a mérési időt. Mit lehetne tenni, hogy a 13 C-NMR mérését rutinszerűen végezhessük? 22

23 A színkép egyszerűsítésének, a csatolás miatt felhasadt sávok intenzitásának a növelésének már nagyon korán, már a folyamatos besugárzású, CW-készülékek idején felfedezett eszköze volt az ún. lecsatolás. Ekkor valamely mag frekvenciáján szelektíven besugározták a mérés közben a mintát, így telítve azt, és megszüntetve az adott mag csatolásait. Így az általa okozott minden multiplett szingulet jellé alakult, megtartva az integrált intenzitását. Ma a heteronukleáris csatolások megszüntetésére az ún. szélessávú lecsatolást, a broadband decoupling módszerét alkalmazzák, amikor a besugárzás, a lecsatolandó mag teljes frekvenciaszélességében történik a besugárzás, hogy elérjük a csatolt magok jelének egyszerűsödését, javítsuk a mérhetőségét. 23

24 Példánkban egy csatolt 1 H- 13 C magpár NMR színképét vizsgáljuk. Az első ábrapár a mindkét csatornán elvégzett normális mérés eredményét, két dublettet mutat. A két atom NMR érzékenysége miatti különbség okozza az intenzitások közötti jelentős eltérést. Ellenben, ha az 1 H mag csatornáján a FID rögzítésének ideje alatt folyamatos sugárzással telítjük a magot, akkor megszűnik a csatolás, és a 13 C mag csatornáján mért jel szingulett lesz, és kétszer akkora intenzitású. Ez a mérési időben jelent csökkenést. Ez is hasznos, de szerencsére más hatásokra is számíthatunk a jelintenzitás növelése érdekében. Az egyik ilyen a Nuclear Overhauser Effektus, a NOE. 24

25 A mágneses magok közötti kölcsönhatások leggyengébbike, a mágneses dipólmágneses dipól kölcsönhatás megléte szükséges a Nuclear Overhauser Effect fellépéséhez, emiatt a kölcsönhatás, gyorsan, a távolság hatodik hatványa szerint csökken. Ha megfelelőek a feltételek, akkor ez a hatás is a javítja a vizsgálni kívánt mag jelét. Az egyik eltérés az egyszerű telítéstől, hogy nem széles sávú, hanem a dipól-dipól kölcsönhatásban lévő másik mag egy átmenetének a szelektív telítésén alapszik. Nézzük meg, hogy hogyan! 25

26 A könnyebb érthetőség kedvéért, a példánkban a két mag azonos típusú. Annak ellenére, hogy a két mag nincs csatolásban a rendszer energiaállapotai négyszintű rendszert alkotnak, azzal a különbséggel, hogy az adott mag két átmenete azonos energiájú, azaz mindkét mag egy jelet ad a színképben. Alapállapotban a betöltési számok alapján, minden átmenetre alkalmas szintpár között azonos a populáció különbsége δ, azaz a két jel intenzitása azonos. A NOE kiváltásához az egyik mag átmenetét szelektíven telítjük, azaz kiegyenlítjük páronként a betöltési számokat, ami ½δ X spin vált állapotot. Ez azonban nem eredményez intenzitásnövekedést az A mag jelében, mert ott a hajtóerő nem változik, δ. Az X-jele viszont nem jelenne meg a telítés miatt. Itt lép be a képbe a NOE-hoz szükséges nem sugárzásos relaxáció, a dipól-dipól kölcsönhatás eredményeként. Két ilyen lehetséges ilyen átmenet van. Az egyik az αβ és a βα állapot közötti W o -val jelzett átmenet során egyenlítődik ki két állapot betöltési száma, amely során a bruttó mágneses kvantumszám változás 0. Ekkor is ½δ mennyiségű spin vált állapotot, de olyan módon, hogy az A és az X mag esetében is csökken a betöltöttség különbsége az egyensúlyi állapothoz képest, ekkor az eredeti intenzitások felét mérnénk. Ha ellenben a dipól-dipól kölcsönhatás a W 2 -vel jelzett kétkvantumos átmenetet az αα és a ββ állapotok között segíti elő, akkor a két állapot betöltöttségének kiegyenlítődése csökkenti az X átmenetének hajtóerejét ½δ-ra, míg megnöveli az A mag átmenetének a hajtóerejét 3/2δ deltára., azaz az A mag jelének intenzitása nő, az X-é csökken. 26

27 A másik különbség a szélessávú lecsatolásos kísérlethez képest, hogy a szelektív telítés nem a FID regisztrálásának ideje alatt történik, hanem annak megkezdéséig végetér. Az 1 H 13 C spinrendszerben az elérhető jelerősödés kb. 3- szoros. 27

28 A maximálisan elérhető erősítés néhány magtípus párnál a fenti táblázatban adtuk meg. A maximális NOE a magok giromágneses együtthatói hányadosának, a fele. A maximális erősítés ennél a hányadosnál egyel több. Sajnos néhány mag esetében a negatív giromágneses együtthatója miatt a NOE jelgyengülést eredményez pl. a 15 N és a 29 Si esetében. Szerencsére vannak még további lehetőségek a jelek erősítésére, mint pl. a polarisation transfer. 28

29 Ellentétben a NOE-val a polarisation transfer érvényesüléséhez a két magnak csatolásban kell lenniük. A telítés még az előzőnél is szelektívebb, mert az egyik magnak is csak az egyik átmenetét sugározzuk be, és azt sem folyamatosan. Itt is az a cél, hogy az egyik mag populáció inverzióját használjuk ki, a másik, a mérendő mag benépesítetségi különbségének, a jelintenzitásnak a növelésére! 29

30 A NOE négyszintű energiadiagramjához képest ez eltér, mivel a csatolás jelenléte miatt a magok két-két átmenete is eltérő frekvenciájú, emiatt a két csatornán mért színkép egy-egy dublettből áll, amelyek intenzitása a mag érzékenységétől függ. A szelektív besugárzás is eltérő a korábbiaktól. Nem telítés, hanem populáció inverzió, 180 fokos impulzus a kérdéses mag átmenetei közül is csak az egyiket érinti. A H 1 átmeneten végrehajtott inverzió megváltoztatja a C 1 és a C 2 átmenet populációjának a különbségét. A Boltzmann-eloszlás szerint a proton populációs többlete négyszerese a szén populáció többletének. Ezt figyelembe véve, a C 1 átmeneten 10-szeres inverz populáció különbség, míg a C 2 átmeneten 6-szoros pozitív populáció különbség jön létre. A hidrogén esetében a populáció különbség nem változik, csak a H 2 átmenetnél inverz populáció alakul ki. Ez a módszer működik a negatív giromágneses együtthatójú magoknál is. 30

31 Az INEPT az egyik olyan pulzussorozat, amely segítségével kihasználhatjuk a polarisation transfer előnyeit. Az első pulzust a proton csatornáján sugározzuk be, egy 90 fokos x-irányú impulzust. Egy bizonyos ideig engedjük érvényesülni a csatolás, és a relaxáció hatását, majd mindkét csatornán tükrözzük az xz-síkra a mágnesezettséget, majd az előzővel azonos ideig újra hagyjuk érvényesülni a csatolást és a relaxációt. Ennek a végén újra mindkét csatornán egyszerre sugározzuk be a rendszert egy-egy 90 fokos impulzussal, azzal a kis eltéréssel, hogy az egyik x-, a másik y-irányú. Ez után regisztráljuk a FID-et. Az 1 H- 13 C magpárnál, mintegy 4-szeres erősítést, míg a negatív giromágneses együtthatójú 15 N-nél kb. 10-szeres, míg a 29 Si-nél kb. 5-szörös erősítést lehet elérni. 31

32 A 13 C-NMR színképek esetében a kémiai eltolódás tartománya jóval szélesebb, mint a protoné. A lecsatolás miatt nincsenek a sávok felhasadva, nem hordoznak a rajtuk lévő csatolt magok számáról információt. A többi intenzitás növelő eljárás alkalmazása miatt a sávok relatív intenzitása sem ad információt az ekvivalens 13 C magok számáról. A tapasztalat azt is mutatja, hogy pl. a rendűség szempontjából sem különülnek el a jelek, azaz széles tartományban találhatók együtt primer és szekunder, szekunder és tercier, valamint tercier és kvaterner szénatomok jelei. Hogyan válogathatnánk szét mégis rendűség szerint a mért szinguletteket? 32

33 Például az APT, az Attached Proton Test nevű szekvencia segít. A szén csatornáján egy refókuszálásnak megfelelő pulzussorozatot bocsátunk a rendszerbe, ami egy 90 fokos impulzussal kezdődik, majd a csatolási állandó felének a reciprokának megfelelő ideig várunk, hagyjuk érvényesülni a csatolást, és a relaxációt. A 180 fokos impulzussal egyidőben bekapcsoljuk a másik csatornán a lecsatolást, és újra, az előzővel azonos ideig várunk, bekapcsolt lecsatolás mellett. Ugyanígy vesszük fel a FID-et. Az eredményként kapott színképben a páros és a páratlan számú protont tartalmazó szenek jele 180 fokkal van eltolva, azaz intenzitásuk pozitív és negatív irányba mutat. Az átfedő tartományokban így jól szétválogathatók rendűség szerint a jelek! Az intenzitást alapvetően a szeneken lévő protonok száma befolyásolja, ezért néha igen nehéz a kvaterner szénatomok jelét megmérni, különösen, ha valamilyen cserefolyamat miatt a jel kiszélesedik. 33

34 A nagy erőterű, szupravezető mágnesek bevezetése lehetővé tette, hogy magasabb frekvenciánál dolgozó spektrométereket építsenek. A gyakorlatban MHz felett azonban már olyan erős a mágneses tér, hogy felmerül a kérdés, hogy nem torzítja-e el annyira a molekulát, hogy a róla kapott színkép nem felel meg a mágnese tér távollétében feltételezett szerkezetnek. Az erőtér növelése sokban egyszerűsíti a színképeket, hiszen az addigi magasabb rendben felhasadt jelek elsőrendben felhasadt jellé alakulhatnak, de nem tudják megszüntetni pl. a különböző multiplettek átfedését. Azt már láttuk, hogy a pulzussorozatok olyan egydimenziós színképeket hoznak létre, amelyek az egyszerű színképeknél több informéciót hordoznak a vizsgált rendszerről. Lásd APT, INEPT stb. 34

35 A relaxációs idők mérésekor már találkoztunk olyan mérési eljárásokkal, amelyekben volt a FID időtengelyén túl is volt egy másik változó időtartam, amely a másik időtengelyként szolgál a kiszámított színképekből összeállított felületnél. Szigorúan véve, azonban az ilyen színképseregeket még nem szoktunk 2D-s színképeknek nevezni, ehhez az kell, hogy a felületet a második időtengely irányába is Fourier transzformáljuk. A két dimenzió így akár frekvencia, akár kémiai eltolódás is lehet. 35

36 A szorosabb értelemben is 2D-s kísérletek általános sémája négy szakaszból áll. Az előkészítés a preparation szakasza alatt állítjuk be a kiindulási állapotot, ami lehet a termodinamikai egyensúly is, de tartalmazhat impulzusokat, besugárzásokat. Hossza fix. A második szakasz, a kifejlesztés az evolution szakasza. Ekkor hagyjuk érvényesülni a vizsgálni kívánt jelenséget. Tartalmaz pulzusokat, besugárzásokat, és ami a legfontosabb, a hossza változik, ez adja a második, a t 1 időtengelyt, amely mentén a második FT sorozat történik. A harmadik szakasz feladata, a megmérni kívánt mágnesezettségi komponens xysíkba való juttatása. Tartalmazhat impulzusokat, besugárzásokat. A hossza fix, de lehet nulla ís, ha az előző szakasz végén a mérni kívánt mágnesezettségi komponens, éppen az xy-síkban van. A neve mixing keverés. Az utolsó szakasz a FID rögzítése. A kísérletet többször, változó t1 mellett elvégezve a kapott adatmátrixot először t2, majd t1 irányában Fourier transzformálva kapjuk az ún. 2D-NMR színképeket. A kísérletek három fő típusba sorolhatók, a korrelációs spektroszkópiák, a J- spektroszkópiák és a többkvantumos kísérletek csoportjába. Nézzünk példákat! 36

37 Az egyik leggyakoribb a COSY kísérlet, amelyben a magok közötti csatolási viszonyokat lehet felderíteni. Különösen hasznos ez akkor, ha nem elsőrendben csatolt a spinrendszerünk, illetve, ha átfedő sávok is vannak a színképben. A szekvencia két x-irányú 90 fokos impulzusból áll, köztük változó hosszúságú relaxációs idővel. Az FT után kapott felület átlójában látjuk az 1D-s színképet, az ún. auto-peak-eket, az átlós csúcsokat. Az átlón kívül a cross-peak-eket, a keresztcsúcsokat. Mindkét tengelyen megjelennek az ún. axial-peaks-ek, a tengelycsúcsok, amelyek a tengely síkjára vetített teljes színképet mutatja. A csatolásokat azok a négyzetek jelölik, amelyet úgy tudunk rajzolni, hogy a négyzet átlója a színkép átlójára esik, a két szemben lévő csúcsa egy-egy átlós csúcsnál vannak. Ha a másik két csúcs, egy-egy keresztcsúcson vannak, akkor a két jel egy csatolt multiplett részei. A csatolási állandók, a tengelycsúcsok között olvashatók le. Ha például csatolás nélküli mag jele fed át a multiplettel, akkor ahhoz nem tartoznak keresztcsúcsok. 37

38 A J-spektroszkópiák közül egy homonukleáris J-spektroszkópiát mutatunk be. Nézzük meg az elsőrendben csatolt, A 2 X 3 spinrendszer jelét. A refókuszálásnak megfelelő szekvenciát változó relaxációs időkkel felvéve a kétirányú FT után, még egy kis digitális átszabás 45 fokos döntés az óramutató járásával szemben, hozza olyan alakra a színképet, hogy a két tengelyen elkülönülve tudjuk leolvasni az egyes magok kémiai eltolódását, függetlenül attól, hogy milyen multipletté hasadt, illetve a másik tengelyen a csatolási állandót. Persze egy elsőrendben felhasadt színképet nem nehéz értelmezni, de sokat segít ha vannak a multiplettekkel átfedő csúcsok, mint az adott példában megadott két csatolásban nem lévő mag jelének a jelenléte. 38

39 A kémiai célú NMR készülékek esetében általában az az elvárás, hogy a mágnese tér minél homogénebb legyen. Vannak azonban olyan alkalmazások is, amelyek esetében az inhomogén, pontosabban szabályosan változó teret használnak. A határfelületi jelenségek tanulmányozásának egy részénél használnak lineárisan változó indukciójú teret, ugyanúgy a hogy az orvosi alkalmazású MRI készülékeknél is. 39

40 A térben lineáris változó indukció tér alkalmazása esetén a kapott színképben az intenzitás Larmor-frekvencia függvényben, a Larmor-frekvencia tulajdonképpen a helyet határozza meg. Ha a mágnese tér metszi a határfelületet és valamely pl. megoszló vegyület jelére hangoltuk a készülékünket, akkor annak a koncentrációhely profilját kapjuk meg! 40

41 Ha az ilyen lineárisan változó indukciójú térbe valamely testrészünket helyezzük, és a víz jelére hangolva, nagyon sokféle irányból felvesszük a színképet, akkor megfelelő képalkotási eljárással megkaphatjuk a testrész belsejének a 3D-s képét. Ez az MRI. 41

42 42