RMN de campo cero

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 los campos magnéticos (incluido el campo magnético de la Tierra). Los experimentos de RMN ZULF generalmente implican el uso de protección pasiva o activa para atenuar el campo magnético de la Tierra. Esto contrasta con la mayoría de los experimentos de RMN que se realizan en campos magnéticos altos proporcionados por imanes superconductores. En los experimentos ZULF, la muestra se mueve a través de un imán de campo bajo hacia la región de "campo cero", donde las interacciones dominantes son acoplamientos de espín nuclear a espín, y el acoplamiento entre espines y el campo magnético externo es una perturbación de esto. Existen varias ventajas de operar en este régimen: el ensanchamiento de línea inducido por susceptibilidad magnética se atenúa, 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 metales debido a la mayor profundidad de la piel; este no es el caso de la RMN de alto campo para la cual los recipientes de muestra suelen estar hechos de vidrio, cuarzo o cerámica. La RMN de alto campo emplea detectores inductivos para captar las señales de radiofrecuencia, pero esto sería ineficiente en los experimentos de RMN ZULF ya que las frecuencias de las señales son típicamente mucho más bajas (del orden de hercios a kilohercios). El desarrollo de sensores magnéticos de alta sensibilidad a principios de la década de 2000, incluidos los SQUID, los sensores magnetorresistivos y los magnetómetros atómicos SERF, hicieron posible detectar señales de RMN directamente en el régimen ZULF. Los experimentos anteriores de RMN ZULF se basaban en la detección indirecta, en la que la muestra debía trasladarse desde el entorno ZULF protegido a un campo magnético alto para su detección con una bobina de captación inductiva convencional. Una implementación exitosa fue el uso de magnetómetros atómicos en campo magnético cero trabajando con celdas de vapor de rubidio para detectar RMN de campo cero.

Si no existe un campo magnético grande que induzca 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 y luego trasladarlos a la región ZULF para la adquisición de señales; también se pueden utilizar técnicas de hiperpolarización alternativas basadas en la química.

A veces se le denomina, aunque de forma incorrecta, resonancia cuadrupolo nuclear (RNC).

La evolución libre de los giros nucleares se rige por un Hamiltoniano (${\displaystyle {\hat {}}}$), que en el caso de la resonancia magnética nuclear del estado líquido puede dividirse en dos términos principales. El primer mandato${\fnMicrosoft Sans Serif} {\fnMicrosoft Sans Serif}$) corresponde a la interacción Zeeman entre los giros y el campo magnético externo, que incluye el cambio químico (${\displaystyle \sigma }$). Segundo mandato (en inglés)${\fnMicrosoft Sans Serif} {\fnMicrosoft Sans Serif}$) corresponde a la columna vertebral indirecta, o a la interacción J-coupling.

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

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

${\displaystyle {\hat {\h}_{J}=-\hbar 2\pi\sum _{a Confb}J_{ab}{\hat} {I}_{a}\cdot {\fnh} {\fnh}} {\fn}} {\fn} {\fn}} {\fn} {\fn}}} {\fn}} {\fn}}}}\cdot {\cdot {\f}} {\fn}}}}}}}} {\cdot} {\cdot {\cdot}}} {\cdot {\cdot {\f}}}}}}}}}} {\cdot}}} {\cdot {\cdot {\cdot {\f}}}}}}}} {\cdot {\cdot {\cdot {\cdot {\cdot {\cdot {\cdot {\cdot {\cdot {\f}}}}}}}}}}}}}}}}}}}}}}}}}}}} {\f}}}}}}}}$.

Aquí se toma la suma sobre todo el sistema de giros acoplados; ${\displaystyle \hbar }$ denota la reducción Planck constant; ${\displaystyle \gamma _{a}$ denota la relación giromagnética de la columna a; ${\displaystyle \sigma _{a}$ denota la parte isotrópica del cambio químico para el giro a-t; ${\displaystyle I_{a}$ denota el operador de espina dorsal de la columna; ${\displaystyle B_{0}$ es el campo magnético externo experimentado por todos los giros considerados, y; ${\displaystyle J_{ab}$ es la constante J-coupling entre los giros a y b.

Importantemente, la fuerza relativa de ${\fnMicrosoft Sans Serif} {\fnMicrosoft Sans Serif}$ y ${\fnMicrosoft Sans Serif} {\fnMicrosoft Sans Serif}$ (y por lo tanto el comportamiento de la dinámica de giro de tal sistema) depende del campo magnético. Por ejemplo, en NMR convencional, ${\displaystyle Silencio.$ es generalmente más grande que 1 T, por lo que la frecuencia de la larmor ${\displaystyle \nu _{0}=-\gamma B_{0}/2\pi}$ de ¹H supera las decenas de MHz. Esto es mucho más grande que ${\displaystyle J}$-coupling values which are usually Hz to hundreds of Hz. En este límite, ${\fnMicrosoft Sans Serif} {\fnMicrosoft Sans Serif}$ es una perturbación ${\fnMicrosoft Sans Serif} {\fnMicrosoft Sans Serif}$. En contraste, en los campos de nanotesla, las frecuencias de larmor pueden ser mucho más pequeñas que ${\displaystyle J}$-golpes, y ${\fnMicrosoft Sans Serif} {\fnMicrosoft Sans Serif}$ domina.

Antes de que se puedan detectar señales en un experimento de RMN ZULF, primero es necesario polarizar el conjunto de espines nucleares, ya que la señal es proporcional a la magnetización del espín nuclear. Existen varios métodos para generar la polarización del espín nuclear. El 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 Zeeman conduce a una polarización de espín débil. La polarización generada de esta manera es del orden de 10⁻⁶ para intensidades de campo de Tesla.

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

Los experimentos de RMN requieren la creación de un estado transitorio no estacionario del sistema de espín. En los experimentos convencionales de alto campo, los pulsos de radiofrecuencia inclinan la magnetización desde la dirección del campo magnético principal hacia 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.

En los experimentos ZULF, se utilizan pulsos de campo magnético constante para inducir estados no estacionarios del sistema de espines. 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 hasta un campo cero para convertir las poblaciones Zeeman en estados propios de campo cero de forma adiabática y, posteriormente, aplicar 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, incluidos pulsos selectivos, experimentos bidimensionales y esquemas de desacoplamiento.

Las señales de RMN se detectan normalmente de forma inductiva, pero las bajas frecuencias de la radiación electromagnética emitida por las muestras en un experimento ZULF hacen que la detección inductiva sea poco práctica en campos bajos. Por ello, el primer método para medir la RMN de campo cero en muestras sólidas fue mediante técnicas de ciclo de campo. 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. A continuación, el campo se cambia repentinamente a cero para iniciar el intervalo de evolución y la magnetización evoluciona bajo el hamiltoniano de campo cero. Después de un período de tiempo, el campo se vuelve a activar y la señal se detecta de forma inductiva en un campo alto. En un solo ciclo de campo, la magnetización observada corresponde solo a un único valor 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 la disminución de la magnetización se miden 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 de alta sensibilidad ha permitido la detección de señales de RMN de campo cero in situ. Algunos ejemplos son los dispositivos superconductores de interferencia cuántica (SQUID), los sensores magnetorresistivos y los magnetómetros atómicos SERF. Los SQUID tienen una alta sensibilidad, pero requieren condiciones criogénicas para funcionar, lo que hace que sea prácticamente difícil emplearlos para la detección de muestras químicas o biológicas. Los sensores magnetorresistivos son menos sensibles, pero son mucho más fáciles de manipular y de 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 ZULF son los magnetómetros de bombeo óptico, que tienen una alta sensibilidad y se pueden colocar muy cerca de una muestra de RMN.

Los límites entre RMN de campo cero, ultrabajo, bajo y alto no están definidos rigurosamente, aunque se utilizan rutinariamente definiciones de trabajo aproximadas para experimentos que involucran moléculas pequeñas en solución. El límite entre campo cero y ultrabajo se define generalmente como el campo en el que la frecuencia de precesión del espín nuclear coincide con la tasa de relajación del espín, es decir, en campo cero los espines nucleares se relajan más rápido de lo que precesan alrededor del campo externo. El límite entre campo ultrabajo y bajo se define generalmente 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 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 RMN ZULF, 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 esté estudiando y que los límites del régimen de campo pueden variar en órdenes de magnitud según los parámetros de la muestra, como las especies de espín nuclear, las fuerzas de acoplamiento espín-espín y los tiempos de relajación del espín.

• Campo de la Tierra NMR
• Campo bajo NMR

• M. P. Ledbetter, C. Crawford, A. Pines, D. Wemmer, S. Knappe, J. Kitching, D. Budker "Detección óptica de NMR J-spectra en campo magnético cero" J. Magn. Reson. (2009), 199, 25-29.
• T. Theis, P. Ganssle, G. Kervern, S. Knappe, J. Kitching, M. P. Ledbetter, D. Budker and A. Pines; “Parahydrogen-enhanced cero-field nuclear magnet resonance” Nature Physics (2011), 7, 571-575.

• 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