Biochim生物物理学报。作者手稿；PMC 2009年9月21日发布。
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NIHMSID公司：美国国立卫生研究院116435
脂质双层的结构
a、，b、，*和b条
约翰·纳格尔
一美国宾夕法尼亚州匹兹堡卡内基梅隆大学物理系，邮编15213
b条美国宾夕法尼亚州匹兹堡卡内基梅隆大学生物科学系，邮编15213
斯蒂芬妮·特里斯特拉姆·纳格尔
b条美国宾夕法尼亚州匹兹堡卡内基梅隆大学生物科学系，邮编15213
一美国宾夕法尼亚州匹兹堡卡内基梅隆大学物理系，邮编15213
b条美国宾夕法尼亚州匹兹堡卡内基梅隆大学生物科学系，邮编15213
摘要
完全水合、生物相关流体结构的定量实验不确定性(L（左）α)相类脂双层太大，无法为应用或与模拟进行比较提供坚实的基础。综述了许多结构方法，包括脂质双层的现代液相晶体学，该方法处理了在L（左）α阶段。这些波动会降低高阶衍射数据，如果无法识别，就会导致关于双层结构的错误结论。高仪器分辨率的衍射测量可以测量这些波动。除了提供更好的结构测定外，这为双层之间的相互作用打开了一个新窗口，因此简要回顾了双层相互作用参数的实验测定。我们引入了一种新的基于波动的结构修正，这在以前的任何研究中都没有包括。更新后的测量值，如面积压缩模量，用于调整许多结构量的文献值。自从凝胶(L（左）β′）相作为获得流体相结果的垫脚石很有价值，本文简要回顾了低温相。脂质双层结构结果的不确定性正在降低，并且为五种脂质的双层提供了最佳电流值。
关键词：脂质双层，X射线衍射，结构测定，涨落，水合，相互作用
1.简介
这是对古老但仍然活跃的脂质双层结构主题的综述。脂质双层结构数据在生物物理学中用于各种目的，例如考虑固有膜蛋白的疏水匹配。我们不会试图审查所有的应用程序，而是将集中精力提供可靠的数据供一般使用。这个项目值得大量讨论和分析。然而，匆忙中的用户可以在以及第12节中的比较值和.
表3
| 方法 | 脂质
|
|---|
| DPPC（凝胶） | DPPC公司(L（左）α) | DMPC公司(L（左）α) | DOPC公司(L（左）α) | 工程总承包(L（左）α) |
|---|
| GX公司 | 52.31（25摄氏度） | 71.21（50摄氏度） | 65.21（27摄氏度） | 821（25摄氏度） | 75.61（25摄氏度） |
| 502（21摄氏度） | 682（50摄氏度） | 62.22（37摄氏度） | 70三（2摄氏度） | 71.74,5（25摄氏度） |
| 48.66（RT） | – | – | – | 647（RT） |
| GXC公司 | 48.68（25摄氏度） | 68.18（50摄氏度） | 61.78（27摄氏度） | 72.18（25摄氏度） | 69.58（25摄氏度） |
| – | – | 59.59（30°C） | – | – |
| 电子数据处理程序 | 47.910（20摄氏度） | 62.911（50摄氏度） | 59.712（30摄氏度） | 72.213（30摄氏度） | 69.412（30°C） |
| 中子 | – | 5714（50摄氏度） | – | 59.315（RT） | – |
| 单层 | – | 66.516（44摄氏度） | 65.716（36摄氏度） | 70.116（20摄氏度） | – |
表5
| 脂质 | DPPC公司 | DMPC公司 | DOPC公司 | 工程总承包 |
| 温度 | 50摄氏度 | 30摄氏度 | 30摄氏度 | 30摄氏度 |
| 方法 | | | | |
| GX公司 | 72.9一,b条 | 67.6一,b条 | 84.4一,b条 | 78.3一,b条 |
| 69.6b条 | 61.2一,b条 | 76.9一,b条 | 72.1一,b条 |
| | | | 66.8一,b条,c（c） |
| GXC公司 | 68.9b条,c（c） | 63.4一,b条,c（c） | 73.6一,b条,c（c） | 71.2一,b条,c（c） |
| | 59.5一,b条,c（c） | | |
| 电子数据处理 | 63.3b条,c（c） | 59.6b条,c（c） | 72.5b条,c（c） | 69.4b条,c（c） |
| 中子 | 65d日 | | 64.8一,c（c） | |
| 单层 | 64.9一,e（电子） | 60.3一,e（电子） | 68.2一,e（电子） | |
表6
| 脂质 | DPPC公司 | DPPC公司 | DMPC公司 | DOPC公司 | 工程总承包 | DLPE公司 | DLPE公司 |
| 温度 | 20摄氏度 | 50摄氏度 | 30摄氏度 | 30摄氏度 | 30摄氏度 | 20摄氏度 | 35摄氏度 |
| V（V）L（左）(Å三) | 1144 | 1232 | 1101 | 1303 | 1261 | 863 | 907 |
| D（Å） | 63.5 | 67 | 62.7 | 63.1 | 66.3 | 50.6 | 45.8 |
| A（奥数2) | 47.9 | 64 | 59.6 | 72.5 | 69.4 | 41 | 51.2 |
| V（V）C(Å三/地区） | 825 | 913 | 782 | 984 | 942 | 611 | 655 |
| V（V）中国2(Å三/组） | 25.9 | 28.7 | 28.1 | 28.3 | – | 26 | 27.3 |
| 2D类C(Å) | 34.4 | 28.5 | 26.2 | 27.1 | 27.1 | 30 | 25.8 |
| D类HH（小时）(Å)b条 | 44.2 | 38.3 | 36 | 36.9 | 36.9 | 39.8 | 35.6 |
| D类B类(Å) | 47.8 | 38.5 | 36.9 | 35.9 | 36.3 | 42.1 | 35.4 |
| D类W公司(Å) | 15.7 | 28.5 | 25.8 | 27.2 | 30 | 8.5 | 10.4 |
| D类H（H）′ (Å) | 9 | 9 | 9 | 9 | 9 | 8.5 | 8.5 |
| D类B类′ (Å) | 52.4 | 46.5 | 44.2 | 45.1 | 45.1 | 47 | 42.8 |
| D类W公司′ (Å) | 11.1 | 20.5 | 18.5 | 18 | 21.2 | 3.6 | 3 |
| n个W公司 | 12.6 | 30.1 | 25.6 | 32.8 | 34.7 | 5.8 | 8.8 |
| n个W公司′c（c） | 3.7 | 8.6 | 7.2 | 11.1 | 10.2 | 3.2 | 6.1 |
这篇评论的内容最接近10年前出版的对兰德和帕斯基安有影响力的英国商学院评论[1]. 尽管该综述强调了双层相互作用，但给出了许多双层的结构数据的广泛表格。相比之下，本综述包括较少的脂质双层。我们强调并比较了通过不同方法对一些最常见的脂质，DPPC、DMPC、DOPC、EPC和DLPE获得的不同结果。
很难获得生物相关的、完全水合的流体的良好定量结构(L（左）α)相位是由于波动的内在存在。一个相关的主题是双层之间的相互作用。相互作用与结构决定有关，因为相互作用存在于最有用的多层囊泡（MLV）样品中，这些样品用于确定结构。另一方面，定量结构是定量评估相互作用的先导。结构决定和相互作用也相互关联，因为波动在两者中都起着中心作用。然而，为了避免过长，本次审查将主要侧重于结构。
本文综述了获得双层结构的实验方法。另一种选择是计算机模拟。随着模拟技术的迅速发展，这种替代方法变得越来越有吸引力，因为其详细程度远远超过了实验所能获得的。这个细节甚至可以作为解释实验结果的指南[2,三]. 当然，模拟并不比模拟的模型（力场）好，有时由于小系统和短时间的限制而更差。可靠的实验数据虽然不完整，但为建模提供了指导，并对模拟的可靠性进行了必要的检查。
在这一点上，一些读者可能会质疑我们的断言，即脂双层结构仍然应该被视为一个活跃区域。它有着悠久而丰富的历史。许多著名的生物物理学家都发表了这篇文章并继续前进。双层结构数据的用户有很多参考资料可供选择，每个用户都有自己的最爱。这样的读者应该检查它显示了特定中心量的文献值，即平均界面面积A类50°C时DPPC双层在生物相关、完全水合的流体中的每一脂分子(F类同义词L（左）α或液晶）相。这种散射不能归因于样品差异，因为DPPC已合成到高纯度达25年之久。这些中的分散对于指导计算机模拟来说，相同脂质的相同状态的所有值都太大了，无法接受，因为计算机模拟对大约1º的差异很敏感2.散射从与凝胶（G）相比较的角度来看更大[4]. 差异，，测量流化的效果，流化使双层具有生物学相关性。如果一个人使用智力贫乏的方法，通过非批判地平均所有文学价值来获得价值，那么他仍将面临以下方面的不确定性在50%的水平。双层的平均厚度也与A类因此，它受到可比散布的影响，从而降低了疏水性匹配的重要定量讨论[5-8]. 这篇综述有望说服读者，结构量不再像下面所示的那样确定得那么糟糕这将涉及对产生这些结果的许多方法的批判性审查。此外，在第7节中，我们引入了一种新的基于波动的修正，之前的任何分析（包括我们自己的分析）中都没有包含这种波动；使用此校正，我们对以下文献值进行了调整A类我们还使用了新的材料模量值[17]修改我们自己以及兰德和帕塞基给出的一些早期结构值[1]. 虽然每个人都同意液体L（左）α相位是生物学中最重要的相位，即所谓的凝胶(L（左）β′）相作为获得液相结果的垫脚石很有价值，因此第11节简要回顾了其他更有序的层状相的结果。在第6节中，简要介绍了最近关于波动对确定双层相互作用的影响的工作。首先，我们将在下一节讨论脂双层结构的实现目标，并定义一些使用的术语。
50°C下流体相DPPC（黑色）和20°C下凝胶相DPPC。参考文献：一Sun等人[4],b条佩斯和陈[9],c（c）Büldt等人[10],d日辛德勒和西利格[11],e（电子）Nagle等人[三],（f）刘易斯和恩格曼[12],克兰德和帕西基[1]和Janiak等人[13],小时DeYoung和Dill[14],我Lis等人[15],j个瑟蒙德等人[16].
2.什么是脂质双层结构？
通常认为，通过衍射确定双层结构意味着进行结晶学。虽然脂结晶学一直在研究中，并且很有启发性[18]，重要的是要认识到，完全水合的脂质双层甚至还没有接近结晶状态。对于流体中的双层，对比度最强，L（左）α碳氢链构象紊乱的阶段，与近全反式脂质晶体中的链。即使对于构象有序的凝胶和亚凝胶双层相，与晶体结构相比也有很大差异。这些差异并不奇怪，因为在完全水合的脂质双层中有更多的水，这与近乎干燥的结晶状态相比，大大改变了双层相互作用能量的平衡，也允许增加波动。由于波动，考虑生物相关的脂质双层的原子级结构是没有意义的[19]. 这种结构的缺乏不应归咎于衍射技术差或样品制备不当；相反，这种结构在生物相关状态下根本不存在。
脂肪分子中原子位置的适当描述是广义统计分布函数。显示了DPPC组分沿双层法线方向的分布函数模拟[20]. 此类信息的大多数用户关注分布的峰值位置。分布的形状也同样重要。乍一看，人们会简单地用宽度来描述形状；在里面半最大值时的全宽为5°。然而，人们也应该认识到，如果平均力的势恰好是调和的，那么这种分布只是高斯分布，而这完全是偶然的。非高斯分布和偏斜分布最肯定发生在单分子层中仅限于脂质的甲基的末端甲基分布[21-23]（分布在是自动对称的，因为它包括来自两个单层的甲基）。偏斜警告人们，组件组的平均位置不一定是分布中最大值的位置。当然，如果试图拟合有限数量的数据，可以方便地将拟合函数限制为仅通过平均位置和宽度参数化的高斯函数。虽然在体积应用中，改进幅度不大，但在未进行高斯假设的情况下，已对这种近似方法的误差进行了评估，并指出了改进措施[22]. 然而，有一种不同的应用，即对于作为碳数函数的亚甲基位置，使用非高斯分布中的最可能（峰值）值与使用真实平均值相比给出不同的值和不同的定性图。使用平均值表明，连续亚甲基之间的平均距离朝甲基端减小[2]; 这与通常情况下双层中心的无序性增加相一致。相反，在分布中使用峰值错误地表明连续距离几乎是恒定的（我们感谢R.G.Snyder将此示例提请我们注意）。
DPPC双层结构的三种表示L（左）α流体相。（a） 概率分布函数第页用于仿真中的不同组件组[20]向下的箭头显示了25%水中子衍射确定的峰值位置[10]. 表示为α和β的面积相等，确定了模拟确定的烃类区域的吉布斯分界面。（b） 电子密度分布ρ*来自X射线研究（实线）[三]以及模拟（点）（由Scott Feller提供）。（c） 两张立体图。左侧单层膜上的版本是一个简单的三隔间表示。右侧单层上的版本是界面头部组区域的更真实表示[26].D类C是实验确定的碳氢化合物区域的吉布斯分界面。这个x-轴沿双层法线以Au表示，a、b和c的比例相同年-c中的轴示出了沿着双层的表面的横向尺寸。c中的参数值取自.
到目前为止，描述仅限于双层法线的空间方向。相反，在沿双层的横向方向上L（左）α相只是常数，因为脂质分子处于二维流体相。然而，对于低温相，有一种有趣且有价值的面内结构[4,24]第12节对其进行了审查。
完全水合液相双层中的波动意味着来自脂质双层多层阵列的X射线衍射数据只能产生电子密度分布（EDP），如DPPC电子密度曲线中的峰值与电子密度高的磷酸基团有关，中心较低的电子密度与烃区有关，特别是与脂肪酸末端甲基的低电子密度有关。因此，电子密度分布图证实了双层结构的通常图像，并给出了双层厚度的测量值，即头部-头部分离，D类HH（小时）然而，电子密度分布只能很好地测量磷酸盐基团的位置。关于其他组的z坐标的信息已经通过中子衍射获得，在第8节中进行了回顾，或者通过不同组分的选择性氘化（参见) ([10]见第689页），或结合X射线衍射[25].
双层的横向描述为沿z（z）-axis很有价值，但它不包括其他重要信息，例如A类横向，或脂质分子组分的体积。因此，对双层结构进行补充描述是合适的[26]. 最简单的此类描述来自Luzzati[27]显示在的左半部.对于具有重复间隔的多层阵列D类该卷分为两个区域。第一个区域由体积组成V（V）L（左）第二个区域由体积组成n个W公司V（V）W公司在那里V（V）W公司是一个水分子的体积。双层区域的全部厚度定义为D类B类= 2V（V）L（左）/A类水区域的总厚度为D类W公司= 2n个W公司V（V）W公司/A类=D类–D类B类.
音量V（V）L（左）脂质分子进一步分为两个区域，一个烃链区域和一个头部组区域。这种划分强调了双层厚度的另一个重要方面，即厚度2D类C疏水核心的。我们包括在D类C除具有大量亲水性的羰基碳外，所有烃链碳。因此，对于DPPC，疏水核心由14个亚甲基和两条链上的一个末端甲基组成。根据这一惯例，头部基团被定义为由脂质中亲水性更强的部分的剩余部分组成，这些部分可细分为羰基、甘油、磷酸盐和胆碱。（另一个惯例是将头部基团定义为磷酸盐和胆碱。）碳氢化合物区域的一半厚度与脂质的碳氢化合物体积有关V（V）C通过D类C=V（V）C/A类.
鉴于中所示的广泛分布，绘制的边界显然是人为的锋利，但是一种适当的平均描述，从这个意义上来说，尖锐的线条可以被证明是吉布斯分割面[28]. 例如D类C线切割亚甲基分布的概率接近0.5英寸.（实际的分割面标准是外部亚甲基的综合概率D类C，由中标记为β的区域表示，应等于内部的综合赤字概率D类C，由标记为α的区域表示。）还可以注意到，即使忽略波动锡-2链和羰基锡-1条链条位于D类C因为DPPC中两条链的不公平性；这也是吉布斯分割曲面的精神[28].
为了获得更真实的界面区域图片，考虑对左侧的简单描述进行细化是很有用的。此细化显示在，在极性界面区域明确混合水头和水。这样可以更好地与中头部组件的模拟分布函数对应尤其是立体双层厚度，定义为D类B类′，位于胆碱组分分布函数的尾部，而由分隔的卷D类B类含有不到一半的胆碱成分。
结构研究适合获得所有四种膜厚度的值(D类HH（小时）,D类B类,D类B类'和D类C)并确定它们之间存在什么关系。读者可以注意到，术语表以及它们之间的简单关系包含在附录.
3.一些精确的结构量
3.1. 卷
前一节强调体积是联系横向结构的关键量，例如A类横向结构，如双层厚度D类B类，使用如下关系AD公司B类= 2V（V）L（左）.总脂质体积的测量V（V）L（左）已经使用各种技术进行了。我们最喜欢的方法是使用中性浮选，其中通过混合D来改变水性溶剂的密度2O带H2O、 结合膨胀法测量体积随温度的变化[29,30]. 脂的密度由双层既不下沉也不浮动的水混合物的密度给出。然而，该方法仅限于密度介于D2O和H2O.完全不同的方法使用差动振动管密度计[31,32]，差动称重[33]或浮力[34]. 的值V（V）L（左）对于不同的脂质，请参见不同方法之间的一致性约为千分之三，每种方法的误差约为千分之二。值得注意的是，文献中的许多论文都假设脂质的部分比体积等于水的部分比容量，并简单地使用了v（v）L（左）=1 ml/g。从中可以看出，这对于L（左）α相，但凝胶相要差得多。
表1
| 脂质 | 温度（°C） | 裁判。 | νL（左）（毫升/克） | V（V）L（左）(Å三/分子） |
|---|
| DPPC公司 | 20 | [30] | 0.939 | 1144 |
| | [33] | 0.939 | 1144 |
| | [29] | 0.937 | 1142 |
| | [35] | 0.940 | 1145 |
| DPPC公司 | 50 | [30] | 1.011 | 1232 |
| | [29] | 1.009 | 1230 |
| | [29] | 1.008 | 1228 |
| | [35] | 1.009 | 1230 |
| | [32] | 1.006 | 1226 |
| DMPC公司 | 30 | [29] | 0.977 | 1100 |
| | [36] | 0.978 | 1101 |
| | [35] | 0.978 | 1101 |
| | [32] | 0.972 | 1094 |
| 工程总承包 | 30 | [36] | 0.988 | 1261 |
| 20 | [37] | 0.981 | 1252 |
| DOPC公司 | 30 | [38] | 0.999 | 1303 |
| 22 | [25] | 0.993 | 1296 |
链条的体积，V（V）C和头部组，V（V）H（H）已获得用于DPPC凝胶相的[4]. 如第11节所述全反式可以获得DPPC凝胶相中的烃链。将侧面积乘以沿链每亚甲基的纵向距离（1.27μl）得出亚甲基的体积V（V）中国2.X射线低角度数据中的甲基波谷分析给出V（V）中国三– 1:93V（V）中国2[39]. 尽管只有一个额外的氢，但末端甲基体积要大得多的原因是，与沿链的两个方向共价键合的亚甲基相比，它有一个空间排斥体积的半球外端盖。然后是总碳氢化合物体积，V（V）C、和头部组音量V（V）H（H）=V（V）L（左）–V（V）C接下来是DPPC的凝胶相。我们的最佳价值V（V）H（H）是319欧三[4]，非常接近325Ω的值三由Small建议[40]. 我们实验室早期的一些数值在340−348º范围内三[29,39,41]广角填料使用了确定得不太好的值。
对于磷脂酰胆碱的液相，头部的体积是根据以下论点估算的：V（V）H（H）在完全水合的流体相中与在完全水合物凝胶相中是一样的，因为在这两个相中头部组都完全浸入水中。这种假设还意味着V（V）H（H）对于具有相同PC头组的所有脂质都是相同的。测量的脂质体积变化[29]则等同于V（V）C.音量V（V）中国三通常假设末端甲基的含量约为2V（V）中国2[29,42]，尽管有人曾建议流体相的比率接近1.2[40]. 流体相DOPC的中子和X射线联合数据分析得出比率为2.1[43]计算机模拟得出的比率在1.9−2.1之间[三]后来的模拟结果支持1.9[22]. 使用接近2的比率，可以估计平均值V（V）中国2和V（V）中国三从V（V）C，如所示.
表2
| 组 | 体积（Ω三) |
|---|
| 中国三 | 52.7 ± 1.2b条 |
| 53.9 ± 0.8一 |
| 中国2 | 28.1 ± 0.1b条 |
| 28.4 ± 0.4一 |
| HC=信道 | 45.0 ± 1.6b条 |
| 羰基 | 39.0 ± 1.4b条 |
| 甘油 | 68.8 ± 9.9b条 |
| 磷酸盐 | 53.7 ± 2.4b条 |
| 胆碱 | 120.4 ± 5.0b条 |
脂质分子上所有组分基团的体积估计值是通过对液相DPPC的计算机模拟获得的[20]和液相DOPC和POPC[22]. 该方法假设每个组的平均体积与其到双层中心的横向距离无关。生成的体积必须满足独立检查，表明该假设是一个很好的近似值。所研究的不同PC脂质的组分体积和一组复合体积只有相当小的变化，已给定[22]. 值得注意的是，模拟结果给V（V）H（H）= 321 Å三，与凝胶相的实验值非常一致[4]. 模拟还表明，组分体积不会随着水合水平发生显著变化，这与实验结果一致，即总脂质体积不会随水合水平而发生可测量的变化[44].
3.2. 层重复间隔D
3.2.1. 准确性
大多数衍射研究都是在多层双层膜上进行的，尤其是由多层囊泡（MLV）组成的易于制备的分散体。最容易准确获得的衍射结果是重复间隔D类，通常至少给出两个有效数字，通常给出三个有效数字D类50°C下完全水合DPPC=67.2º[三]. 事实上，具有最佳仪器分辨率（0.0001º−1)通过拟合线型以找到衍射峰的中心，可以获得近四个有效数字，例如55.06º[三]. 这种高精度不用于结构测定——两个有效数字通常就足够了——但它引发了关于样品性质的有趣讨论。
随机分散的MLV可能有各种大小。一旦形成，每个双层都会受到其相邻层的影响。通常假设这种MLV是“类离子”的，由闭合的同心球体组成，至少在拓扑（如果不是严格的几何）意义上是这样的。由于双层和溶剂之间的脂质交换速度较慢，很可能每个双层中的脂质数量在相当长的时间内保持不变。这种MLV随着温度变化的膨胀可能是不均匀的，这取决于其最初的松弛程度。因此，有很多理由可以想象D类同一样品中不同MLV之间的间距可能不同，甚至在同一MLV内——内部双层与外部双层。因此值得注意的是，同时检测多个MLV的高精度X射线衍射几乎总是能看到非常窄的层状衍射峰。为了便于讨论，如果我们假设一个层状峰是由许多峰组成的，每个峰都有不同的D类间距，则观测到的峰宽将对应于D类样品中宽度小于±0.05°的间距。只有一次，使用损坏的样品，我们观察到了异质性D类间距。事实上，有充分的理由相信，观察到的窄宽度甚至不是由于D类在上述意义上的间距，因为将在第5节中讨论的有限尺寸效应和涨落充分说明了观察到的衍射峰的形状D类[45].
那么，衍射学家为什么不愿意引用四个重要数字D类? 虽然D类在单个数据集中，名义上相同的样本通常具有不同的值D类同样是狭隘的。与往常一样，最令人震惊的例子是完全水合的液相DPPC，同样的研究[45]报告了四个不同的值D类64.5奥至67.2奥；其他研究报告的数值范围为60º[46]. 另一种类型的变化D类彼得·兰德（私人通信）首先注意到了单个样本中的这种情况，并得到了我们的确认。当样本中出现气泡时，D类当光束靠近气泡时，会变得更小。尽管所有这些不可复制性看起来可能是毁灭性的，但事实并非如此。接近完全水合时，双层间作用力的平衡相当微妙，自由能差异是由几个Δin的变化引起的D类很小[1,47]. 基本上，所有变化都是双层之间的少量水，这不会影响结构，并且通过考虑第5节中讨论的电子密度分布的连续傅里叶变换很容易处理。
3.2.2. 定向样品与蒸汽压佯谬
MLV中的双层在空间上是各向同性的，因此产生了所谓的粉末图案（即使它们可能完全水合）。这种样品在X射线束中不必（实际上，它们不必）特别定向，这很方便。此外，与任何实际对齐样本中发生的马赛克扩散无关，这涉及另一个实验参数。然而，粉末样品中只有一小部分脂质与给定的光束发生衍射，所以强度很弱。上一段中讨论的MLV中也存在潜在的不规则性，这显然不会影响D类但这无疑减少了样本相干散射的区域的相关长度。由于所有这些原因，确定双层堆叠的方向是很有价值的。最简单的比对程序是将脂质挤压在两个平坦的基质之间，但基质对X射线的强烈吸收导致许多研究人员试图将脂质定位在单个基质上，并从蒸汽中水合脂质[44,48-51]. 另一种制剂使用独立薄膜[52].
兰德和帕塞基评论的重要部分[1]关注蒸汽压佯谬（VPP）。从20世纪70年代到最近，所有定向样品制备的结果是D类与完全水合的样品相比，其体积一直较小，超过5Å。兰德和帕西吉安[1]注意到相对湿度降低到99%就足以解释D类，但强调了保持蒸汽相对湿度为100%的实验注意事项[1,44]. 由于水对液体的化学势与饱和蒸汽的化学势相同，因此D类热力学上不一致，所以这被恰当地称为蒸汽压悖论[1]有人认为这是一个内在的物理原因[1,44]. 关于VPP的第一个范式转变是，尽管经过一些努力，DPPC的凝胶相还是被克服了[41,53]. 这表明VPP与流体相中出现的过度波动有关，并从数学上发展了一个涉及衬底抑制这些波动的优雅理论[55]. 我们还解释了一些间接的实验证据来支持这一解释[54].
然而，最近Katsaras报道说，实际上没有VPP[56]. 这一突破是通过中子衍射实现的，其优点是铝对中子相当透明，因此样品室不需要特殊的窗口，蒸汽可以像在X射线室中那样冷凝。Katsaras生产了一个具有卓越温度和湿度控制的大型铝样品室[57]. 然后完全水合D类通过定向烟囱（a）浸入水中和（b）由饱和水蒸汽水合得到所有相的间距。此外，在受控渗透压下D类定向堆叠与MLV相同[58]. 后一篇论文也说明了为什么这与早期的理论是一致的[55]. Katsaras最近生产了一种新的样品室，用于定向样品的X射线衍射，作者使用了这种样品室。我们还在自己的腔室中使用了珀尔贴冷却器，以有效地产生完全甚至过饱和的蒸汽。现在这两种方法给出了相同的结果D类对于MLVL（左）α阶段。
VPP的幽灵阻碍了定向样品用于研究完全水合脂质双层的使用。既然VPP已经被真正驱除，定向样品有望更有效地获得电子密度分布（见第5节），因为它们的衍射信号更强。然而，为了获得D类对于完全水合的样品，更确定的是使用MLV。此外，MLV可能会继续作为获取D类作为渗透压的函数P（P）使用重要而方便的聚合物添加方法[1,59]. 通过比较P（P）对于使用饱和盐溶液从蒸汽中水合的定向样品，在接近完全水合的情况下，其可靠性可能较低P（P）很小。有人建议用另一种方法代替传统方法[58]即使用标准D类与。P（P）从MLV曲线获得P（P）用于从其测量的定向样品D类.
在结束本节之前，关于完全水合双层是否具有生物相关性存在一个潜在的谬误，因为生物系统存在于相对湿度接近98%的盐溶液中。然而，改变MLV双层结构的渗透压是由MLV外部溶液和MLV内部溶液的相对湿度差异引起的。在单个膜上不能诱导这种渗透压（除了提取膜内含有的少量水）。尽管离子结合的具体影响不应被忽视，特别是对于带电脂质双层，但“完全水合”条件，包括具有盐的溶液，其平均分配到MLV中所含的水中，通常是最具生物相关性的水合条件。
4.重量X射线法
4.1. 重力X射线（GX）法
一种概念上优雅且常用的获取方法A类通常称为Luzzati方法，采用重量、体积和X射线测量，在本综述中称为GX方法。虽然最初的方程在直觉上相当不透明，但最容易理解的基本原理是将双层结构中单元单元的几何体积相等，如，其中所含脂质和水的体积，即，
自D类,V（V）L（左）和V（V）W公司都是可以精确测量的，只需称量水和脂肪的量即可获得水/脂肪的数量n个W公司，使用已知的分子量，然后A类直接跟随。为了获得,D类被测量为的函数n个W公司找到价值进一步加水不会导致D类。热力学上，这是进入两相区的点，其中第二相是过剩水相。（这是MLV中性脂质的典型行为。D类因为带电的脂质可能会随着水的增加而无限增加，这种行为被描述为非结合双层，而不是结合中性双层。）的一些结果A类使用GX方法如下所示.
GX方法的可靠性一再受到质疑[26,41,63,65-68]. GX方法存在问题的一个迹象是，不同的研究经常得出不同的.即使对于DPPC的凝胶相n个W公司范围为14[46]至19[69]液相DPPC的扩散从23[69]至38[15]. 其中一些变化与D类如第3.2.1节所述。另一个是决定除此之外，水不会增加D类。同样重要的是，称重后的油脂必须干燥，且称重后的水不得蒸发。除了这些实验问题外，还有一个内在的问题。并非所有添加到脂质中的水都能在间隔均匀的双层结构之间整齐流动D类的确，将MLV显示为或多或少的球形对象，表示MLV之间必须有额外的空间。除了包含在n个W公司中的值等式1。其他类型的缺陷区域也往往包括较大比例的水和脂质。所有这些水都是用重量法测量的，但不是所有的水都应该包括在n个W公司适用于的值等式1因为它对测量值没有贡献D类-报告样品的良好堆叠部分的间距。不影响的缺陷区域D类电子显微镜观察到，在接近完全水合的情况下变得更加普遍[67].
带有过量水缺陷区域的MLV示意图。图复制自[63]经作者许可。
该讨论表明，如果样品经过良好退火以减少缺陷区域，GX方法将在双层堆叠外获得更少的水。更好的退火样品将提供更小、更可靠的GX结果中的一些差异可能是由于退火的程度不同。根据上一段，人们还可以预期n个W公司应该出现在等式1小于权重，因此GX方法会系统地高估A类的确，GX带来了始终偏高，尽管也有例外[13,64].
4.2. 校正重量X射线法（GXC）
GX方法有缺陷的另一个迹象是，结果表明A类当接近完全水合极限时，增加过多[42,63]. 我们现在意识到，这种增加在很大程度上是由于缺陷区域体积的增加导致的n个W公司异常增加，尤其是接近完全水合。然而，有一个真正的原因是A类正如兰德和帕塞基所强调的那样，随着水分的增加[1]. 水化不足等于施加渗透压P（P）去除双层中的水分。渗透压最明显的作用是减少水空间D类W公司因此D类空间。第二个更微妙的影响是渗透压也会降低A类因为这也会从成堆的双层膜中提取水分。这最容易通过检查其中标有H的盒子2O对应于水的体积，可以通过减少D类–D类B类或通过减少A类描述第二个效应的适当公式来自侧向压缩性的定义，可以写成[1]
哪里A类0是完全水合的区域，当P（P）= 0,K（K）A类是唯象面积模量，以及D类W公司P（P）是有效横向压力。然而，虽然A类应增加到A类0充分水合(P（P）=0），Rand和Parsegian[1]意识到A类从未经稀释的重量法中获得的值在接近完全水合时变得过大K（K）A类用Evans的吸液管法在巨大的单层囊泡上独立测量[70].
Rand和Parsegian意识到GX方法的困难，建议使用侧面积压缩系数的测量值对其进行修改K（K）A类[1]; 我们称之为GXC方法，其中“C”表示压缩性校正。这个想法与电子显微镜一致[67]是指随着渗透压的增加，缺陷体积成比例地变小。收缩缺陷区域比清除更紧密双层之间的水分更容易，这是有道理的。Rand和Parsegian使用了A类在10个大气压下的渗透压下获得，然后使用等式2推断为完全水合P（P）= 0.
的结果A类从GXC方法[1]如所示明显小于GX方法。它们仍然偏高的事实可能是由于残留的缺陷水仍然保持在P（P）=10大气压。此外，当这些结果发布时，K（K）A类只测量了一些脂质双层和结构结果扩展表[1]对许多其他脂质双层使用了这几个值。最近，K（K）A类据报道有更多的脂质[17]. 此外，报告的K（K）A类例如，DMPC从145 dyn/cm到234 dyn/cm[17]. 此修正倾向于减少之前的值A类，见第7节。
5.电子密度分布（EDP）方法
5.1. 封头-封头厚度D类HH（小时）
重量X射线方法仅使用X射线衍射的单位晶胞信息。对于液相双层，这只是D类它来自于索引低角度衍射的阶数。本节中的EDP方法使用有关单元内结构的信息。对于液相双层，这是电子密度分布ρ*(z（z）)（请参见)，由提供
哪里ρW公司*是水的电子密度。对于不同的衍射级数小时> 0,α小时是相位因子，对于中心对称双层，只能假设值为+1或-1，以及F类小时是双层形状因子。F类小时通常称为结构因子，但这个名称也用于稍后讨论的完全不同的量。离散形状因子对连续单双层形状因子进行采样
值为q个z（z）= 2πh/D类,小时= 1,2,..., 哪里ρ1*(z（z）)是单个双层的电子密度。连续形状因子解释双层中电子的统计分布，就像原子形状因子解释原子中电子的统计学分布一样。离散双层形状因子F类小时通常从强度中获得在小时第个衍射峰。C小时是洛伦兹偏振校正系数；用于低角度散射C小时几乎与小时2对于无定向MLV样本小时用于定向样本。零阶形状因子F类（0）由给出[71]
哪里A类是每种脂质的面积，n个L（左）*是脂质分子中的电子数，V（V）L（左）是脂质分子体积和ρL（左）*≡n个L（左）*/V（V）L（左）是脂质分子的平均电子密度。形状因素F类小时涉及一个未知的比例因子，所以只有绝对比率第页小时= |F类小时/F类1|直接测量形状因子，这意味着通常只报告相对电子密度分布。第5.6节讨论了获得绝对电子密度分布。
电子密度分布图中最有用的定量信息是双层厚度D类HH（小时）（请参见).D类HH（小时）如果至少有四个订单，通常可以在几个奥内获得(小时最大值衍射=4）。尽管如此，即使有四个订单D类HH（小时）受到傅里叶截断误差的影响。该误差系统地取决于比率D类HH（小时）/D类，通过使用合理模型电子密度分布的四阶傅里叶重建来确定D类HH（小时）具有不同的值D类[38,72]. 比率D类HH（小时）/D类随着渗透压的增加而增加P（P）因为水被去除了，减少了D类.（增加P（P）也会增加D类HH（小时）因为A类减少依据公式2.）估算修正D类HH（小时），使用电子密度模型[39]这足以代表几次模拟的结果[三].
5.2. 凝胶相自举
麦金托什和西蒙[73]介绍了一种使用方法D类HH（小时）以获得A类对于L（左）α阶段。其想法是使用确定得更好的凝胶相，并使用测量的差异从凝胶相结构推断出L（左）α相结构。这个L（左）α相位面积A类F类根据双层厚度的减少获得，测量的脂质体积烃厚度的凝胶相值和头部组音量,
该方法首次应用于DLPE，结果如下在T型=35°C[26,73]. DLPE是一个有利的首选，因为链在凝胶相中垂直于双层，因此凝胶相的量比链倾斜的PC更容易获得。然而，DPPC的完整凝胶相结构随后被获得[4,41]. DLPE比PC更有利的另一个原因是，完全水合时有四个衍射级L（左）αDLPE阶段，但不适用于DPPC，我们现在转向这一主要障碍。
5.3. 为什么衍射级数这么少？
电子密度剖面法的直接缺点是，许多脂质的完全水合样品，例如在L（左）α相位只有两个稳健的衍射级。使用两个衍射级的电子密度分布不够精确，即使对于D类HH（小时）对如此少的阶数的简单解释是，波动和无序降低了高阶强度。然而，为了理解衍射数据，有必要理解这种一般解释有两个完全不同的方面。
大多数电子密度和中子散射长度剖面的分析都隐含地假设双层堆叠是一个具有规则和均匀的一维晶体D类间距。每个双层中的无序和局部分子波动导致了广泛的组分分布函数这反过来意味着是广泛的。因此，高阶项F类小时在傅里叶展开中很小，因此高阶峰值强度很小。维纳和怀特有力地提出了这一点[19]然而，这只是解释没有高阶衍射峰的第一部分。
没有高阶峰的第二个原因是成堆的脂质双层不是一维晶体，而是近晶液晶。蒙脱石液晶具有大范围（长波长）波动（参见)它破坏了晶体的长程有序，并将其替换为准长程有序（QLRO），其中对相关函数呈对数发散，而不是像晶体中那样保持有界。由于长程有序被破坏，德拜-沃勒晶格涨落晶体散射理论是不合适的（参见附录至[三]). 相反，QLRO通过去除中心散射峰的强度并将其扩散到以原始峰为中心的扩散散射尾部，从而改变了固有δ函数的散射峰形状。这种强度偏移的大小随着衍射级数的增加而增加。对于足够高的订单小时，散射峰完全转换为漫散射，即使形状因素F类小时因为局部脂质双层较大。
上述短期波动和长期波动之间的区别可以总结如下。短范围波动是单脂双层固有的。这些是在典型MD模拟中研究的波动。（最近报告了第一个例外[179].) 它们对应于重复单元的晶体堆叠中的晶胞内的无序。相反，长程波动是单位细胞相对位置的波动，单位细胞可以被认为是双层的中心。这些较长范围的波动，如，不会改变分子组分相对于双层中心的分布函数，因此它们不会影响单脂双层的结构。
这两种波动都会降低高阶的强度。第一类涨落是局部的，它们在高阶的减少忠实地反映了真正的双层结构。考虑到由两个对称放置的高斯粒子组成的电子密度分布，最容易看出这一点
宽度δz（z），其中形状系数F类(q个)是
指数因子F类(q个)阶数越高（越大），衰减越快q个)当电子密度具有更广的特征时（δ较大z（z）).
相比之下，由于第二类涨落对叠加干涉因子（通常称为结构因子）的影响，强度会降低S公司(q个). 测量的散射强度我(q个)由产品提供
在结晶学中S公司(q个)假设本质上是一个delta函数，因此我(q个)假设峰值较窄，仅受仪器分辨率展宽和可能的有限样本大小影响。近晶液晶发生了完全不同的情况。结构因子本质上变得更宽，因此强度从峰值移到尾部S公司(q个)由于与背景相比强度较低，因此不容易测量。这人为地降低了表面强度我小时由于大尺度波动不会影响局部双层结构，因此应该进行修正。
这种校正需要采用与传统晶体学完全不同的数据。随后的分析使用液晶理论，这与普通的晶体学分析大不相同。这种方法的一个非常恰当的名称是“液体结晶学”。然而，这个名字不应该与维纳和怀特使用过的同一个名字混淆[25]在一系列论文中，介绍了第8.2节中回顾的不同的主要创新。维纳和怀特恰当地强调，每个单元单元内的第一种分子涨落是液晶固有的。然而，第一种短程无序也存在于高度无序的固体中，在维纳和怀特分析中没有使用液晶的特殊性质。这是第二种长期波动，需要专门针对液晶进行分析，我们建议称之为“液晶学”。
5.4. 液体结晶学
液体晶体学的开始是凯利写的一篇非常简洁的三页纸论文[74]，由吉尼尔传达给法国科学院。该文预测了近晶液晶衍射峰上的幂律尾，并将幂（指数）与本体唯象材料的性质、弯曲模量联系起来K（K）c（c）和体积压缩模量B类; 后者是堆栈中相邻双层之间相互作用的简谐表示。该理论的预测后来被普通蒙脱石的高精度实验所验证[75]以及后来的脂质双层[76].
在Caillé的论文之前[74]，吉尼亚[77]阐明了第一类无序和第二类无序之间的重要区别，并强调第二类的无序破坏了晶体的长程有序。将吉尼尔的第二类无序理论应用于一维双层叠层，与霍塞曼的副晶体理论相同[78]. 凯利理论[74]也处理第二类波动，但它与早期的理论有很大不同[77,78]. 早期的理论假设只有堆积无序。然而，双层也可以起伏，因此局部水间距可以随平面坐标变化(x,年) (). 这些理论之间的另一个主要区别是，凯利的理论基于现实的哈密顿模型，而不是副晶体理论的纯粹随机方法。然而，凯利理论的应用要困难得多，副晶体理论已被有效地用于生物膜[79]因此，测试Caillé理论是否真的代表了脂质双层的显著改进是合适的。我们的团队已经证明了凯利理论对于L（左）α相DPPC双层膜[45]. 另一方面，我们发现低温相的散射峰更宽，似乎不遵循凯利形式，正如Lemmich等人所指出的那样[80]. 这与McIntosh和Simon的解释一致，即对于低水位，波动波动要小得多T型相位[81]因此，很可能那里的紊乱是由冻结的缺陷主导的，而这些缺陷没有得到凯利理论的适当处理。
液体结晶学有两个主要影响。第一种是漫散射占总散射的比例随阶数增加小时的确，足够高小时散射完全是漫反射的，看不到中心峰。第二，随着脂类变得更加充分水合，所有阶次的散射扩散比例都会增加，因此较高阶次的衍射消失。即使是二阶F类2DPPC系统地脱离连续变换F类(q个)当湿度增加到完全水合时，在98%相对湿度（RH）下获得[三]. 这些效应在传统衍射分析的背景下是矛盾的，可以通过液体晶体学完全预测。
为了进行液体晶体学，Caillé理论在幂律尾部的预测之外进行了改进，将尾部到散射峰的定量振幅包括在内[82]. 随后的修正Caillé理论（MCT）仅使用几个参数就可以预测所有阶次的散射峰形状，主要是平均畴尺寸L（左）影响中心峰的宽度，以及Cailléη1参数[74],
这个η1参数也与均方波动成正比σ2在水上空间[47]它控制着散射尾的大小以及幂律衰减。为了通过实验获得衍射峰形状，仪器分辨率为δ的硅分析仪晶体q个= 0.0001 Å−1已使用[45]. 然而，由于分辨率如此之高，大多数散射的X射线无法到达探测器，因此同步辐射源很有帮助。通过在信噪比变得太小之前测量足够远的幂律尾部η1可以获得参数。可以注意到，获得幂律指数的经典方法是η1是使用对数图[75,76]. 这很难，因为Δ中的范围q个=q个–q个小时在对数-对数图上测量直线行为的时间限制在20年以内。小Δq个范围由样本域/相关性大小决定L（左）和大Δq个范围受到信噪比的限制，并且由于形状系数的持续变化而进一步退化F类(q个). 相比之下，我们的分析方法不仅依赖于幂律行为，还依赖于当η1更大。一旦获得模型中的参数，结构因子尾部的漫反射散射S公司(q个)可以推断。尽管此外推漫散射强度很小，无法轻易从背景中分离出来，但其总量很大，因为它一直延伸到散射峰之间。表示使用此外推恢复的积分强度。当增加这种隐藏强度时，结果是液体晶体学确实可以定量地预测前段中的影响，并且使用它可以使形状因子更加准确F类小时以获得与双层结构相同的结果。
以下情况下的隐藏漫反射散射示例小时=DOPC中的3个峰值。实线是由前三阶衍射确定的拟合。水平虚线显示在零计数处绘制的背景校正基线。尾部有一个很大的综合强度，延伸到位于Δ的下一个峰值的一半q个= 0.1 Å−1虚线表示分辨率函数。
5.5. 结构结果
我们用于获得结构结果的方法首先使用液体晶体学获得无取向样品的波动校正形状因子。绘制了具有四个衍射级的样品的电子密度分布图。此类样品通常处于20−50个大气压的渗透胁迫下，相对湿度为98−96%。为了施加渗透压，我们使用了兰德和帕塞基的经典方法[1]使用聚合物聚乙烯吡咯烷酮或葡聚糖从双层之间提取水。选择前四个或五个阶段F类小时对于更多阶数，可以通过绘图近似连续变换F类(q个小时)在多种渗透压下获得，如然后，拟合混合电子密度模型[39]对于强度，给出了明确的高阶相位。对于PC脂质，我们使用等式6以获得A类对于不同的渗透压P（P）.我们在中使用的参考阶段等式6是DPPC的凝胶相，其头部组体积和烃类厚度从凝胶相研究中准确获知[4,41]. 灵感来自等式2，我们绘制以下值A类反对AD公司W公司P（P），其中斜率为-1/K（K）A类截距是全部水合值A类0。为此，我们还需要水的厚度D类W公司，从中所示的分区中获得即，AD公司W公司=n个W公司V（V）W公司，其中n个W公司直接从等式1以及A类。如所示DOPC数据[38]. 虽然坡度不是由，最佳贴合度K（K）A类=188 dyn/cm（实线）[38]可以与最近确定的K（K）A类=265±18 dyn/cm（使用吸液管法）[17]. 的文献结果A类EDP方法的使用如.更正，如更好地考虑K（K）A类测量，见第7节。
实线表示连续变换F类(q个)用于完全水合凝胶相DPPC。数据点显示离散形状因子F类小时对于小时=1−10，对于五个不同的值D类从58.7℃降至完全水合63.2℃。相位因子由每个波瓣下的符号表示。前五个阶段因素很明显。接下来的五项需要更详细的分析[39,49].
的依赖项A类与AD公司W公司P（P）DOPC在30°C时[38]. 实线最适合斜率−1/K（K）A类对应于K（K）A类=188 dyn/cm。虚线最适合使用K（K）A类=265达因/厘米[17].
5.6. 绝对电子密度分布
除了低角度散射外，获得绝对电子密度分布还需要信息。凝胶相的广角X射线研究和温度作用下的体积研究给出了脂质分子的分子体积V（V）L（左）和它的一些组分基团，特别是亚甲基V（V）中国2和末端甲基V（V）中国三在链条中[26,29]. 从这些体积中可以获得电子密度信息。这种信息更好地用于混合电子密度模型[39]与傅里叶表示法相比(等式3). 混合模型将亚甲基的恒定密度区域与头部组和末端甲基槽的高斯分布相结合。对于许多样品，包括不同的渗透压和D类如果结构变化不大，可以同时使用间距以获得最佳配合。
如果将任何模型与测量的相对形状因子相匹配，则模型必须包含未知比例因子K（K）.约束的一种方法K（K）在混合模型中，要求模型具有亚甲基平台中电子密度的正确值。另一种方法是要求甲基槽的大小正确，以解释末端链甲基中已知的电子密度缺陷。另一种约束方式K（K）要求模型具有F类（0）从V（V）L（左）和A类使用等式5尽管这些限制中的任何一个原则上都应该足够，但在实践中，当只应用一个或两个时，其他的就不满足了。因此，最好同时使用所有三个约束条件[三]. 这并不奇怪或令人不安，因为低角度衍射信息仅限于低角度q个，对应于小时=4，因此低角度X射线信息应尽可能由其他信息补充。
上述构建电子密度分布的方法有些费力，但仅适用于DPPCL（左）α相位[三]. 它还应用于L（左）β′相，但数据仅在完全水合时[39]. 其他PC脂质的绝对电子密度分布的推导基于此DPPC结果，并辅以一个简单的论点。由于头部组是相同的，头部组峰值下的集成电子密度超过水平，这是由于一侧是水，另一侧是碳氢化合物，因此应与面积成反比A类，可根据V（V）H（H）以及头部组中的电子数[36,38].
还可以注意到，人们可以考虑使用模拟提供的电子密度分布比例。然而，不同的模拟给出了不同的缩放因子（请参见英寸[三])，所以一个更直接的使用绝对电子密度分布的方法是测试模拟。表示此处报告的模拟结果通过了此测试。
6.双层之间的相互作用
前一节表明，第二类长程波动使获得高度波动、完全水合的脂质双层平均结构的任务复杂化L（左）α阶段。从结构角度来看，这些波动没有内在价值。我们现在转到一个主题，在这个主题中，这些涨落确实具有内在的重要性，这可以通过液相晶体学直接解决。由于我们对这一主题的评论将略为简短，读者可能希望查阅对最近文献的更全面的评论[83].
6.1. 基本互动
最初由Helfrich放映[84]波动波动导致脂质双层之间的有效相互作用，即波动相互作用。这种相互作用的概念基础是，两个相邻的双层不能像两个相距遥远的双层那样波动。相互抑制独立涨落导致熵减小，从而增加自由能F类作为平均水分离距离D类W公司′减小，所以这种相互作用是排斥的和熵的。它是一种在绝对零度下不存在的熵能（–TS），而不是一种纯能量相互作用（E）。
Helfrich表明，当双层之间唯一的纯能量相互作用是空间位阻（不包括体积相互作用）时，有效涨落自由能的形式为[84]
这一结果在那些系统中得到了实验证实，在这些系统中，非波动双层之间的裸相互作用可以在水间距的大多数相关范围内近似为零D类W公司′ [85]. 这种系统被描述为处于硬约束状态，因为裸电势可以被认为是相邻双层形成的硬壁之间每个双层的约束。然而，对于典型MLV中的脂质双层，除了立体相互作用外，还有其他的裸相互作用。如果这些相互作用的范围与平均水间距相当D类W公司’，那么裸露相互作用的近似V（V）B类(D类W公司′）的势明显不足。因此，考虑软约束制度是合适的[70,86,87].
一个重要的裸露相互作用是强烈的水化排斥力，尽管还没有很好的理解，但实验上已经有很好的证明[1,88,89]要有表格
参数λ小时（衰变长度）和预制体P（P）小时另一个重要的裸交互作用是范德瓦尔斯吸引人的交互作用，
哪里H（H）是Hamaker参数。这是假定负责限制由无净电荷脂质组成的双层中膨胀的相互作用D类第0周'是具有渗透压的完全水合MLV的极限水空间P（P）= 0. 因为D类第0周′仅为10−30º，为裸电位图V（V）B类与D类W公司'在这个长度刻度上显示出相当大的变化。对于低盐中的带电脂质，还应考虑静电相互作用，但中性脂质没有静电相互作用。已测量到额外的极短距离排斥，并将其归因于头部组突出物[90]. 我们不包括它，因为它只在高渗透压和小水空间下对脂质起作用D类W公司′. 然而，它确实在形式上起到了抑制范德瓦尔斯势奇异性的作用D类W公司′ = 0.
对于软约束区，提出了涨落相互作用自由能等式11应该修改[86,87]以及一个包含衰减长度λ为指数的公式佛罗里达州
已提供[70,87]. 这种指数函数形式与幂律形式在等式11为严格禁闭制度建立。此外，衰减长度λ佛罗里达州被预测为衰减长度2λ的两倍小时水化力的[70,87].
对于脂质双层，采用现在的传统方法[1]实验研究双层间作用力是为了测量平均水空间D类W公司'作为渗透压P（P）变化多样；这些数据通常绘制为对数P（P）如中所示数据清楚地表明P（P）大于10个大气压，这是水化力的实验基础。然而，为了适应所有数据P（P）至少有三种能量涉及四个参数（λ小时,P（P）小时,H（H）和K（K）c（c）). 也有不同的方法来定义水空间（重力测量D类W公司[1]与立体D类W公司′ [51]–请参见). 虽然这符合P（P）数据具有合理的参数值[88]，数据太少，无法提供唯一分开的拟合P（P）成为其组成力量。如Parsegian和Rand所述[28]，“…测量压力的解剖P（P）对其物理上不同的组成部分进行分析几乎与对这些组成部分本身进行理论解释一样困难”。尤其是，波动压力的函数形式是进行此类拟合的一个重要假设。
渗透压P（P）与立体水空间D类W公司′. 各条线显示了各种交互作用的贡献，粗体实心曲线显示了拟合的总贡献P（P）.
6.2. 脉动力的实验窗口
结构研究中波动修正的实验研究为脉动力提供了一个实验窗口。最直接的联系是波动自由能F类佛罗里达州与凯利家族有关η1参数[47]由
弯曲模量K（K）c（c）定义为仅为单个孤立双层的属性，因此F类佛罗里达州可以从以下位置获得η1和D。A类1/λ图1D类2因此显示了F类佛罗里达州EPC数据如所示DPPC、DMPC、EPC数据[47]和DOPC[38]都不符合等式11证明了软约束理论的必要性。数据与软约束理论的预测一致，即涨落自由能与D类W公司′. 然而，波动自由能的有效衰变长度被定义为λ佛罗里达州，始终大于理论预测λ佛罗里达州= 2λ小时，由中的虚线显示对于DOPC、DPPC和DMPC，实验比率λ佛罗里达州/λ小时在2.5−3范围内。
波动自由能与水间距的函数形式由衰减长度λ的指数表示佛罗里达州= 5.9 Å = 3λ小时（实线）。
已经进行了模拟，以解决上一段中关于实验结果λ的问题佛罗里达州/λ小时始终大于理论预测值2。这一结果可能是由于以下几个原因造成的，包括：（i）分析软约束理论(等式14)可能是不准确的，（ii）Caillé理论中的谐波近似可能无法充分描述裸相互作用，或（iii）可能存在实验伪影。通过使用与中相同的交互形式进行模拟等式12和13绕过（ii）和（iii），直接测试（i）。模拟结果为λ佛罗里达州/λ小时约为2.4[91]. 虽然这比实验比率小一点，但它显然与实验结论一致，即比率大于等式14这为实验结果提供了信心。还应该强调的是，虽然发展分析理论总是可取的，而且结果很有见地[87]这是一个非常困难的问题，因此分析理论必然涉及不可控（平均场类型）近似，这些近似可以并且应该进行测试，特别是当需要数值精度时。
6.3. 双层相互作用参数的测定
最有趣的热力学量是渗透压P（P）和水间距的均方根波动σ，两者都是平均层间间距的函数D类W公司′. σ与测量的Caillé简单相关η1参数[47]由
仿真结果[91,92]与分析理论相比[87]对于小型D类W公司‘当没有范德瓦尔斯相互作用时，差异会随着D类W公司'接近完全水合，其中P（P）= 0. 当试图拟合数据以确定交互参数时，这些差异太大，无法忽略。
基本实验方法[47]确定衰减长度λ佛罗里达州波动力及其大小达到弯曲模量的系数K（K）c（c）.假设值为K（K）c（c），适合裸压P（P）光秃秃的=P（P）–P（P）佛罗里达州给出了确定的值H（H）哈默克, λ小时和P（P）小时。但是，适合不同的值K（K）c（c）在文献值跨越的范围内，给出了同样好的拟合，主要是因为H（H）补偿的变化K（K）c（c）而λ的值小时（约2º）和P（P）小时坚定地决心[47]. 该方法使用波动数据η1只是为了消除有效模量B类对于双层间的相互作用，这会在对裸相互作用参数进行最终拟合时丢弃信息。然而，模拟给出了两者P（P）和η1。要求两者都与两组数据一致是对交互参数的更强约束。尚未进行详细的模拟和数据拟合。然而，对于30°C下的DMPC，以下参数集适用于两者P（P）和η1在整个范围内相当好D类W公司′ [93]:H（H）= 7.13 × 10−14erg中，K（K）c（c）= 0.5 × 10−12erg，λ小时=1.91º和P（P）小时= 1.32 × 109erg/cm（伯格/厘米）2很明显K（K）c（c）提供低劣的配合。此值为K（K）c（c）非常同意[94]，但它小于[95]. 的价值H（H）略大于[96]. 然而，在对这些参数值得出明确结论之前，应仔细分析更多的脂质系统。
目前对参数值的测定确实得出了一个重要结论，即完全水合的MLV之间的相互作用对脂质双层的固有结构的影响可以忽略不计。虽然这似乎很明显，因为完全水合双层之间的净力自动为零，但波动力本质上是熵的（统计），因此净裸力不为零。然而，对于带有D类W公司′大于10μl时，每个脂质分子的净双层相互作用能小于千吨/20.与15级主结构相变的焓相比，这可以忽略不计千吨。另一个比较由提供结果表明，在完全水化条件下，裸相互作用压力为0.25atm量级；使用等式2该压力表明，完全水合的MLV的面积应小于0.02°2不同于非相互作用的单层双层。
7.A的更正和调整
在本节中，我们回到双层结构，并对以下文献值进行三次修改A类在里面第一个也是最简单的调整是为了比较A类在相同温度下通过不同方法获得的值。使用面积热膨胀率很容易进行调整α= (1/A类)(∂A类/∂T型)π已经测量了几种脂类的巨大单层囊泡[70]. 根据这些结果，我们对大多数脂质使用0.003/°C的值。然而，靠近其主要转变的脂质的数值较大，我们使用的数值为αDMPC在24−30°C和DPPC在42−50°C范围内的温度范围分别为0.003−0.006/°C和0.003/°C。
第二种修改是使用最近报告的面积压缩模量值K（K）A类使用吸移管方法获得[17]. 的新“真”值K（K）A类比旧的“明显”值大得多。这种区别包括使用平均双层平面上的投影面积K（K）A类与使用真实的局部区域相比K（K）A类，是一段时间前制作的[94]. 然而，这是真的K（K）A类价值观没有被赋予，包括我们自己在内的大多数员工都没有意识到这种微妙之处，以及真实的价值观K（K）A类现在是第一次[17]. 第二次修正单独起作用，减少了A类使用EDP方法，如，并减少了之前的GXC结果A类。在进行此更正之前，我们首先转向第三次更正，该更正会增加A类.
7.1. 新更正
与第5节中使用的波动波动相比，该修正以不同和额外的方式涉及波动波动。该效果来自简单的几何考虑，如图所示图的两侧是包含一个双层的单元单元的两个部分。左侧的截面为传统方向，双层平面垂直于双层堆叠方向N个。为了说明起伏的效果，图右侧的截面被绘制成倾斜的θ关于平均双层法线N个当然，通常有许多不同的截面具有连续的倾角分布θ而不是两个坡度不连续变化的路段。由于双层包含在具有平均重复间隔的双层堆栈中D类，有一个重要的约束条件，即单位单元的平均垂直范围相同D类适用于所有部分。当然，在D类，但由于总体叠加约束，假设这些与波动无关。现在我们假设局部双层的平均厚度，例如D类B类和D类HH（小时）在所有截面中都是相同的，在这些截面中，都是垂直于局部双层进行测量的。外形尺寸F类(q个z（z）)沿平均双层法线感应电子密度N个，但沿该方向，实际的头-头分离是D类HH（小时）/科斯θ因此，平均视在D类HH（小时）从电子密度分布中获得的值大于局部值D类HH（小时）.对此进行纠正会降低外观D类HH（小时）从而增加A类通过EDP方法获得公式6GX和GXC区域也受到影响，如第7.2小节所述，影响方式更为微妙。
MLV中波动双层（加上相关水）的两个部分的示意图。左侧截面沿平均法线具有局部法线N个右边的部分倾斜了一个角度θ。在每个部分中绘制一个本地单位单元。局部厚度D类B类+D类W公司由提供D类余弦θ.
现在让我们回到上一段中所作的一个毫无根据的假设，即D类B类所有部分都是相同的。这种假设要求D类W公司截面较小，截面较大θ，但这将涉及相邻双层之间排斥力的反应，这将倾向于增加局部a。不同的是，双层变形性和水空间变形性之间存在竞争。接近零渗透压时，水空间比双层更容易变形，并且假设D类B类不改变是合适的。然而，我们还需要考虑P（P）≠0，其中进行了许多主要的结构测量。幸运的是，事实证明，这个假设基本上无关紧要，即使双层变形，也能得到同样的修正。其原因只能通过使波动系统的总自由能最小化的推导来揭示。我们将此推导推迟到7.3小节。
进行此校正所需的主要数量为〈1/cosθ〉其中角括号表示所有波动的平均值。这也是当地面积的比例A类到该区域A类P（P）投影到垂直于N个在小角度近似下，
至少有两项之前的研究[97,98,178]已经推导出了公式，对于我们感兴趣的政权来说，可以简化为
哪里千吨是热能，K（K）c（c）是弯曲模量，a是脂质的平均横向尺寸（≈8º）ξ4=K（K）c（c）/B类.B类是有效压缩模量，通过实验使用等式10和测量η1这些量的数值在（值得注意的是θ大约为10度。）
表4
| 参数 | DPPC（50°C） | DMPC（30°C） | DOPC（30°C） | EPC（30°C） |
|---|
| K（K）C(10−12erg） | 0.5 [47] | 0.56 [17] | 0.80一[17,38] | 0.55 [47,107] |
| α（摄氏度−1)d日 | 0.003−0.006 | 0.003−0.006 | 0.003 | 0.003 |
| K（K）A类（达因/厘米） | 250b条 | 234 [17] | 265 [17] | 250b条 |
| ξ(Å) [38,47] | | | | |
| @P（P）c（c）= 0 | 76 | 53 | 70 | 72 |
| @P（P）= 10 | 28 | 21 | 33 | 28 |
| @P（P）=P（P）马克斯 | 24 | 15 | 25 | 25 |
| P（P）马克斯 | 23 | 27 | 56 | 29 |
| 〈θ2/2〉（弧度2) | | | | |
| @P（P）= 0 | 0.024 | 0.018 | 0.014 | 0.020 |
| @P（P）= 10 | 0.017 | 0.012 | 0.011 | 0.019 |
| @P（P）=P（P）马克斯 | 0.016 | 0.010 | 0.010 | 0.014 |
显示了修正的EDP值A类使用此波动修正获得的等式6以及K（K）A类[17]. 与旧值相比A类在里面，新的波动修正增加A类（1−2%）及更好K（K）A类数值减小，净平均值增加0.4º2用于.
7.2. GX和GXC结果修正
我们首先表明，GX和GXC方法也受到涨落几何的影响。GX区域定义如下
其中角括号表示平均值。为了方便起见，我们再次假设双层相对于水层是刚性的；第7.3节中使用的方法和符号表明，在没有这种简化假设的情况下，得到了相同的结果。然后，2〈n个W公司〉V（V）W公司=A类〈D类W公司〉和2V（V）L（左）=AD公司B类，所以等式19成为
后者的等式只反映了即总厚度，D类B类+D类W公司，本地单位单元的cos因子较小θ比整体D类间距（请参见等式23第7.3节）。如果有人认为θ=0截面是非起伏双层的参考状态，但情况并非如此。如果没有波动，则重复间隔不同D类但是是D类0=D类〈成本θ〉因为用最大θ和使用展开节θ=0比压缩所有非零截面所需的自由能更少θ，如第7.3节所示。公式20因此表明，仅波动就明显A类GX公司小于真正的本地A类（请注意，该修正与GX方法早期关于获得〈的重量分析方法的评论（见第4节）无关n个W公司〉.)显示了文献GX结果的校正值，如.更正首先使用公式18值为〈θ2/2英寸什么时候P（P）=0以获得〈cosθ〉英寸等式17，然后用于等式20以获得A类从表面上看A类GX公司最后，使用面积热膨胀率将结果调整到常用温度α.
还显示了文献GXC结果的校正值，如.文献值被推断为P（P）=0来自P（P）=10 atm，使用K（K）A类[1]. 这一推断首先使用等式2其中的值为D类W公司使用表VIII中给出的结果[1]. 中的波动校正公式20然后使用中的结果应用对于P（P）=10 atm，这是GXC方法中使用的值[1]. 然后，将结果重新提取为P（P）=0，使用新的实验值K（K）A类DOPC和DMPC[17]. 对于DPPC和EPC，一个值K（K）A类=250 dyn/cm是使用以下参数估算的：EPC的值应与DOPC类似，DPPC中较长链的影响应通过较高的温度进行一定程度的补偿。（埃文·埃文斯最近告诉我们，他的团队已经K（K）A类=248±20达因/厘米K（K）c（c）= 0.58 ± 0.04 × 10−12EPC和K（K）A类对于DPPC，=231±20 dyn/cm。）最后，对普通温度进行了上述修改。的比较到表明A类所有这些修正值为2.2º2对于GX结果和1.4º2用于GXC结果。GX值的增加A类更大，因为没有压缩性调整，这导致GXC值下降A类温度调整使平均面积增加0.8°2这部分解释了GXC值的调整增长大于EDP值的原因。其他原因是EDP值在较高的P（P）其中波动修正较小，且许多最佳估计值K（K）A类以前体积较小。
7.3. 双层变形性和波动
我们回到最后两小节中的假设。有必要建立关于双层厚度变化的符号D类B类，水层厚度D类W公司和当地A类当起伏涉及坡度变化的路段时θ当然，对于任何截面，平均值周围都有波动，但符号无需强调此平均值。重要的区别是平均值随θ，根据
哪里D类B类,D类W公司和A类定义为全部平均值θ，所以平均值ΔD类B类(θ)〉, 〈ΔD类W公司(θ)〉和〈ΔA类(θ)〉以上θ等于零。相互变化有两个限制。第一个是体积约束，A类(θ)D类B类(θ) =V（V）L（左）.忽略二阶变化，这将产生
其中，为了方便起见，明确依赖于θ现在将从Δ量的符号中删除。第二个约束是几何叠加约束D类B类(θ)+D类W公司(θ) =D类余弦θ，所以
适当的计算使自由能最小化F类关于这些耦合变化。与双层变化相关的自由能部分是，对于每个倾斜的部分θ,
哪里A类0定义为平均面积，当P（P）= 0. 自由能的一部分F类我与水厚度变化相关的是双层膜之间所有不同的层间相互作用。我们只考虑强大的水化力，因为其他力只在接近完全水化时才重要，而这种计算并不重要，因为D类B类几乎是恒定的，几乎完全水合。然后，
还有一部分自由能F类P（P）来自渗透压，
在下一步自由能，F类=F类A类+F类我+F类P（P），以Δ数量的幂展开。总体平均值θ使所有一阶项消失。使用后等式22消除ΔA类以Δ为受益人的条款D类B类，然后我们有
哪里F类0是双层的自由能，平均值为等式21右边的第二项是水层变形的过剩自由能，最后一项是双层变形的过剩能量。后两项都随着波动的增加而增加，这似乎预示着波动应该不存在。然而，这F类应辅以严格的熵波动自由能贡献，该贡献独立于等式21[47,84].
假定存在波动，等式27使我们能够通过最小化〈来获得双层变形和水层变形的相对大小F类〉受第二个约束等式23。这需要ΔD类W公司/ΔD类B类为所有a的常数，且该比率的值最小化〈F类–F类0〉是
当P（P）=10 atm，表示水层比双层更易变形。
也许最重要的结果来自等式27与F类0仅取决于等式21如果抑制波动F类〉 =F类0标识F类0利用非波动双层的自由能D类B类,D类W公司和A类它们在非波动双层中假设的值。因此，变形的划分θ入水与双层与平均值无关D类B类,D类W公司和A类第7.2小节的重要例外是D类随着波动的增加而增加，如下所示等式23因此，几何波动的影响仅取决于〈θ2〉如第7.1和7.2节所述。
8.中子衍射
中子衍射比X射线衍射不利，因为中子束要弱得多，中子源也更少。然而，如以下两个小节所示，中子衍射非常有价值。
8.1. 特定氘化
中子比X射线有一个很大的优势，因为氘化会显著改变中子的散射。因此，脂质组成部分的特定氘化，如选定的亚甲基，提供了局部造影剂，使系统在物理和化学上几乎相等。在他们对DPPC的经典研究中，Büldt等人[10]通过从特定氘化形状因子中减去非中性形状因子，得到了不同的形状因子。特定氘化基团的分布函数对应于这些不同的形状因子。Büldt等人[10]用平均位置拟合模型高斯分布函数的形状因子z（z）克组的克和1/e半宽ν克不同的形状因素。该选择将傅里叶截断引起的误差替换为非高斯分布引起的误差。也许后一种近似解释了明显异常的结果，即在其最水合的样品中，第四亚甲基和第五亚甲基之间的最佳距离（1.7º）大于C-C键长度（1.54º）。然而，每个位置的引用误差都相当大（1.5º），因此无法很好地确定两个相近组之间的距离。最含水的DPPC样品含有25%的水[10]; 这对应于n个W公司=13.6，如果进行标准重力假设。这个含水量足以提供几乎相同的D类完全水合凝胶相DPPC。尽管令人担忧的是，对于完全水合的L（左）α相位D类=54.1º远远低于完全水合D类=67º后来发现，这并不令人担忧，因为X射线形状因子似乎表明在这个水合范围内双层厚度几乎没有变化[三].
Büldt等人[10]已报告A类= 57 Å2对于L（左）α通过从凝胶相推断DPPC的相，其方法在概念上类似于第5节所述的X射线EDP方法。他们只使用主相变时测得的体积变化，而不是从20°C到50°C的体积变化；纠正这一点会提高他们的A类大约3%。另一个改进的假设是，脂肪占据了所有体积，直到z（z）ββ碳在头部组胆碱部分的位置，但作为A类从凝胶膨胀到L（左）α阶段，更多的水进入头部组区域（参见). 获取信息的两种可选方法A类根据中子数据提出[三]. 其中一种方法与第5节中用于X射线研究的外推方法非常相似。另一种方法使用z（z）4和z（z）5对于流体相中的第四和第五碳，并比较烃链体积；这种方法还需要知道亚甲基和末端甲基的体积。两种方法的结果基本一致，给出的最佳值为A类= 63 Å2，尽管中有错误A类由引用的平均位置误差传播的误差相当大（≈7Å2). 此后，人们认识到了压缩性修正的必要性，现在在第7节中提出了几何波动修正。我们也对我们提供的价值进行了这些调整替换中显示的原始值.
Büldt等人的结果[10]已成为估算头部组件厚度的重要指南D类H（H）'，因此空间位阻膜厚度D类B类′ [26,66]（比较). 原则上，他们的结果还提供了对双层内分子群局部波动的直接测量。1/e半宽度ν克大多数组为3º级，尽管较小ν甘氨酸甘油组。然而，由于无法获得足够的衍射级数来满足ν克含25%水的更含水样品的参数。
8.2. 中子和X射线数据的联合精炼
如果没有昂贵的特定氘化的好处，中子衍射就不会优于X射线衍射。当然，它确实为脂质双层结构提供了一个不同的实验窗口，生物科学的一个基本原则是不同的观点具有累积价值。然而，维纳和怀特已经证明，对于脂质双层，X射线和中子衍射之间的协同作用可能比单独比较所得结果要好得多。他们的方法是将X射线形状因子和中子形状因子（通常称为散射长度）同时拟合到脂质分子组分和水的模型中。这种方法实际上使可用于确定更精细结构的数据量加倍。联合细化要求选择一个模型，并且只使用高斯分布函数。通过仿真研究了这种选择所产生的误差[21,22]. 即使结合中子和X射线数据，每一个高斯也有太多不同的组分。因此，有必要将链亚甲基结合成少量分布，维纳和怀特为此选择了三种高斯分布。另一种方法，用于X射线分析[39]，将亚甲基密度建模为碳氢化合物区域内的常数，模糊边缘靠近D类C以及模拟中建议的功能形式，如（H.I.Petrache，个人通讯）。另一种选择使用了体积约束，这使得X射线和中子数据更适合[22]比原作中的要多。
在维纳和怀特的一系列论文中[19,25,43]在66%相对湿度下对液相DOPC进行了深入研究，获得了分子组分分布函数，如然而，这是一个相当干燥的样品n个W公司= 5.4 [44]. 仿真结果表明n个W公司=11−13是完成卵磷脂头部的内部水合外壳所必需的[99,101]. 最令人担忧的是A类= 59.3 Å2比中的其他值小得多当然，66%相对湿度对应于较大的等效渗透压，P（P）=570 atm，所以等式2应用于估计完全水合A类0。但是，使用K（K）A类=265达因/厘米[17],P（P）=570 atm，以及D类W公司= 2.5 Å,等式2仍然只预测A类o个= 62.5 Å2。对于中显示的值在DOPC/中子下，我们也对温差进行了调整，但由于在如此高的渗透压下波动受到抑制，因此没有进行几何波动修正。因此，直接的修正和调整似乎不足以进行推断A类DOPC在66%相对湿度下达到适合完全水合的值。这与赫里斯托娃和怀特的研究一致，该研究表明，当P（P）增加到接近100 atm的范围，其中n个W公司大约12岁[100]. DOPC的这一令人沮丧的结果是一个警告，即GXC方法的压缩性外推可能无法获得完全水合结构，尤其是当参考状态过于干燥时。然而，DOPC研究[25]说明中子衍射和X射线衍射的结合应该是未来脂质双层结构研究的有力工具。
9.核磁共振
9.1. 订单参数方法
如所示，核磁共振氘化亚甲基序参数S公司光盘提供了广泛的价值观A类DPPC具有衍射方法。核磁共振的一个显著区别是，在有序参数的基本数据值上几乎没有分歧。差异出现在链条长度和A类是从订单参数中派生出来的。已经阐明了三个单独的二元选择，并提出了一组特定的选择，得出了[102]. 许多（但不是所有）工人都同意的一个公式是将垂直于双层的链条行程距离联系起来D类n个订购参数S公司n个通过
哪里D类M（M）=1.27？是每亚甲基的最大行程全反式链垂直于双层。然而，该公式与随后两次分子动力学模拟的数据不符[2,103]. 一个受模拟启发的更好的公式，很适合他们[2,103,104]是
添加〈D类n个〉适用于所有碳n个然后得出平均烃链长度L（左）C.
如果L（左）C短于D类C，这可以解释[102]为什么现代核磁共振值[16]在年处于高端因为L（左）C使用了，而不是D类C在基本平均体积公式中[16]
然而，其中一个模拟[2]表明平均烃链长度与烃厚度相比没有显著差异D类C此外，尽管等式29广告30单个亚甲基n个，总额超过n个给出的值L（左）C这几乎是相同的，所以这项创新不会改变布朗团队之前的结果[16]. 此外A类从等式31很好地再现了实际情况A类在模拟中[2]. 不幸的是，当应用于DMPC的实际数据时[63],等式31给出的值为A类= 65.4 Å2[2]远大于最佳衍射结果。在接下来的三段中，我们将提到三项可能调和这一分歧的建议。
一种调和A类根据核磁共振和衍射结果，如前所述，仅在高原地区使用阶参数值[102]. 这个选择意味着D类C大于L（左）C。如果没有仅由亚甲基占据的空间区域，则此方法值得怀疑[2]. 最近的一篇论文通过使用平台阶参数的选择以及更准确的平均值计算方法，将核磁共振结果与衍射结果进行了协调[108]. 模拟可以进一步说明该建议的有效性。
使用获得的核磁共振值等式31尚未针对第7.1节中讨论的几何波动进行校正。核磁共振也受到这种校正的影响，因为预测的链沿N个小于cos系数θ比之前指出的沿着分子轴的运动[98]. 使用来自的数据，对的修正A类涉及1+〈的除法θ2/2〉. 这降低了上述核磁共振值A类对于65.4°起的DMPC2[2]至64.0Å2DPPC值为70.7º2[16]至69.7º2。这些值仍然高得令人不安。Koenig等人[63]未将其核磁共振值用于A类，但使用NMR提供K（K）A类使用GXC方法推断出完全水合作用。如所示，他们的结果和独立EDP结果一致小于60度2DPPC的NMR结果甚至高于GXC结果，GXC结果又可能由于残留的缺陷水而有些过高。然而，有趣的是，如果波动足够大，那么NMR值将降低，EDP值将增加，直到它们变得相等。这需要K（K）c（c）值在0.1−0.2×10范围内−12erg与Niggeman等人给出的范围相同[109]对于DOPC，使用视频显微镜方法，以及deHaas等人[110]使用剪切流变形。这远低于DOPC值0.8×10−12通过吸移管法获得的erg[17]. 值得注意的是，视频显微镜方法并没有给出一致较小的值；对于DMPC，它给出了1.1−1.3×10−12伯格[95,111]与相比K（K）c（c）= 0.56 × 10−12用吸液管法获得erg[17]. 确定K（K）c（c）显然是这项提议的核心问题。
自从S公司光盘该方法对于模拟非常有效，第三个协调建议是，由于其他运动和时间尺度问题，实验核磁共振阶数参数可能太低，这可能会降低S公司光盘与静态、几何值相比[105,106]. 如果是这样，则需要进行定量分析以获得A类独立于S公司光盘顺序参数测量。
我们不愿意坚定地支持上述三项提议中的任何一项，因此我们认为在获得A类使用核磁共振顺序参数方法。还可以注意到K（K）A类=140 dyn/cm（DMPC）[63]与旧的表观价值非常一致[94]但两者都远小于然而，几何涨落修正也不适用于核磁共振数据。尽管校正在形式上有所不同，并且数字也不完全一致，但包括此校正的效果是增加了K（K）A类更接近新的真实值[17].
9.2. 魔角旋转（MAS）
最近，使用NMR获得A类已被阐明[112]. 这是基于水质子信号的魔角旋转（MAS）测量结果，根据水是以体积形式存在还是与双层相互作用，水质子信号具有不同的化学位移[113]. 其目的是获取n个W公司然后可以用于等式1以获得A类通常的复杂情况是，相互作用的水不仅位于MLV中的双层之间，而且还包括MLV之间缺陷区域中的水（参见) [112]. 通过增加离心频率，将有效的、不均匀的渗透压施加到MLV，其从缺陷以及从双层之间去除水。后者的失水来自X射线研究。然后将损失的层间水添加回总的相互作用水中，并将结果作为旋转频率的函数外推到高旋转频率的极限，从而使缺陷水最小化。外推得出的值为n个W公司对于完全水合的DOPC，其与EDP方法所得结果一致[38].
10.单层双层
10.1. 单层囊泡
单板层囊泡是比MLV更具生物学吸引力的脂质双层模型。MLV的一个明显问题是，不同双层之间的相互作用可能会改变双层结构，而单层囊泡和大多数膜中没有这种作用。尽管这是对低水合水平的担忧，但第6.3节末尾的讨论表明，当水层超过时，双层之间的相互作用太小，无法影响完全水合的双层结构D类W公司'>10º和n个W公司–n个W公司′>10，因此，这并不是首选单层卵磷脂双层研究而非MLV的有力理由。与MLV相比，单层囊泡的缺点当然是可以研究的双层浓度很低，因此强度很小，即使在适当的q个对应于小时=3个订单。浓缩样品必然会导致双层之间位置的相关性，并有必要包括测定不佳且相当分散的样品S公司(q个)结构因素。
Lewis和Engelman使用Patterson函数分析研究了一系列单层卵磷脂，以获得D类HH（小时）[12]. 当然，由于q中的数据有限，这种分析也会受到截断误差的影响；使用模型电子密度函数或模拟数据我们估计Patterson分析可以预测D类HH（小时）比实际值小0.8−1.0º左右D类HH（小时）使用相同的q个刘易斯和恩格曼获得的数据范围。获取的值A类刘易斯和恩格曼随后假设距离(D类HH（小时）/2)–D类C，我们称之为D类上半年，为5.5º，然后使用体积数据获得A类结果如所示。此值为D类上半年这是一种利用凝胶相脂质分子模型测量磷酸盐和平均烃链边界之间距离的方法，其中甘油主链沿双层法向排列。在所示的模拟中，分子倾斜和构象紊乱将该值降低到约5.2º。我们使用了后一个值D类上半年以及上述修正D类HH（小时）和温度调节（见第7节），以获得在标有“unilayer”的行中。
最近还通过中子散射研究了单层囊泡[114-116]. 由于质子化脂质和氘化水之间的高对比度，一阶模型由双层部分组成，双层部分与水的散射长度不同，只有一个厚度参数。因为信噪比将数据限制为q个< 0.2 Å−1，Mason等人[116]注意，更精细的模型几乎没有改进，无法准确测量双层绝对厚度。然而，相对变化很容易检测到，这对于第11节中讨论的应用程序很有用。
10.2. 固体基底上的双层
在固体基底上支撑单个脂质双层在许多应用中都很有用，而反射法是合适的散射技术。为了提供稳定的双层，最近的一项研究制备了由连接在金表面的烷硫醇单层和面向水的DPPC单层组成的混合双层[117]. 反射计数据至q个= 0.25 Å−1能够确定凝胶和L（左）αDPPC相与EDP方法得到的相一致，并且烃类厚度的推算值仅小约1.5º。当然，双层的混合性质以及与基底的相互作用使得这种模型系统不适合于初级双层结构的测定和[117]强调了初步测定的价值，以确保将这些双层用作应用的模型系统的有效性。
10.3. 单层膜
朗缪尔海槽上空气/水界面的单层膜很有吸引力，因为它更容易测量A类直接比双层[118]. 然而，A类随所施加的表面单层压力而变化π米，所以预测A类对于双层，使用单层需要知道π米以应用。马什主张这样做π米应在30−35 dyn/cm范围内[119]，但主转变温度T型M（M）与双层相比，DPPC的温度低了约5°C。其他作者建议π米应接近50 dyn/cm[120-122]; 这给出了正确的T型M（M），但是A类对于DPPC单层π米=50 dyn/cm和T型=50°C低于我们的最佳双层值A类= 64 Å2只有在T型=50°C，当π米接近28达因/厘米[123]. 如果双层可以被视为两个背对背的单层，那么使用单层来预测双层的性质似乎是合理的，因为双层可以作为两个平板进行非特定的交互作用。后一种假设受到质疑[120,124,125,180]. 事实上，在L（左）α阶段表明，在这一阶段一定存在特定的分子间相互作用（Scott Feller，私人通信）。相反，凝胶相双层中单层之间的相互作用预计将更像板状，尽管即使对于该相，也必须保留一些特定的相互作用，因为两个单层中的链平行倾斜[4]，将在第11.1节中讨论。倾斜角度θt吨和A类20°C时，DPPC单层的厚度也随π米。的值θt吨与凝胶相DPPC双层最接近的是π米略高于42达因/厘米[126]. 因此，似乎L（左）α单层之间具有最强特定相互作用的相，需要π米=28 dyn/cm，对于具有较弱的特定单分子膜间相互作用的凝胶相，该值提高到略大于42 dyn/cm。这一进展π米值支持理论估计π米如果双层中的单分子膜之间没有特定的相互作用，则为50 dyn/cm。然而，现在似乎很清楚，仍然存在尚未明确定义的此类交互。我们建议，与其尝试获得单层和双层之间的对应关系，并使用一个系统来阐明另一个系统，未来的工作可能应该集中于通过独立测量和模拟确定的它们之间的差异。
11.链式有序相位
11.1. 凝胶相
DPPC最具特征的热力学相是所谓的凝胶或L（左）β'相位，因为广角散射产生附加信息A类直接确定。独特的广角模式表明，该相的烃链以接近六角形的阵列相互平行。如果链沿双层法线定向，则索引广角反射以确定平面内单元给出A类直接。确定结构的问题L（左）β烃链的倾斜使'相更具挑战性。链条倾斜(θt吨)产生了两个额外的订单参数。第一个是相对方向ϕt吨倾斜角度的θt吨两种特殊情况是向最近邻倾斜（nn）或向下一个最近邻倾斜。Safinya及其同事表明，这两个相以及一个具有中间倾斜方向的相，在DMPC的自立膜中存在不同程度的脱水[52,85]. DPPC中也发现了这两个相位[127]. 然而，对于完全水合的DPPC或DMPC，相对方向始终为（nn）。（一个尚未解决的问题是，独立胶片数据的外推[52,85]完全水合会导致错误的（nnn）相。）对于（nn）相位，只有一个平面内的（20）反射q个第页组件和（11）反射，该反射还具有q个z（z）相对尺寸与倾角相关的部件θt吨使用完全水合的定向样品可以直接测量所有q个所有广角反射的分量，然后获得32°的倾斜角[41,53]. 将此倾斜角与偏振衰减全反射红外数据相结合，还可以估计与烃链绕长链轴旋转有关的不同阶参数[128].
虽然从粉末样品中确定模式通常更为模糊，但事实上，许多工作人员已经从粉末样品推导出了DPPC凝胶相的（nn）模式，但倾斜角度的定量测量θt吨只能通过GX方法间接获得[42]. 然而，广角粉末图案中还有其他小特征，允许独立评估θt吨DPPC粉末样品。此外，由于粉末数据具有更好的统计数据，并且像镶嵌一样的伪影更少，因此可以使用更详细的模型[4]. 另一个被证实的较老结果是，双层的一个单层中的链与另一个单层中的链平行。究竟是什么导致了这两个单层之间的这种特殊相互作用，目前还不清楚。一种假设是链条末端之间有轻微的微干涉，因为锡-1链深入双层。对这一假设的检验是检查MPPC的凝胶相，对于凝胶相，渗透应更接近相等，因此具有最小的交叉。然而，值得注意的是，MPPC根本没有凝胶相[129]直接从亚凝胶到波纹再到流体相[130]. 还可以注意到，分子动力学模拟倾向于获得折叠链堆积结构，并且直到最近才成功获得凝胶相的平行链结构[131]，表明导致这种模式的交互作用是微弱和微妙的。粉末数据拟合的一个新结果表明，每个单层的平行链相对于彼此是偏移的，而不是完全共线的[4].
关于凝胶相的波动，仍然存在尚未解决的二分法。虽然（2,0）广角散射峰非常窄，对应于2900°的面内相关长度，但广角区域的总散射强度甚至大于峰值下的强度[4]. 这需要在双层内的分子间距范围（4−10º）内有大量的波动无序。解释这种二分法的一个假设是，虽然散射峰来自于填充良好的链，但扩散散射主要是由于无序的头部基团比链散射得更强烈，因为它们与溶剂相比具有更高的电子密度。然而，更仔细的分析表明链条也一定有相当大的紊乱[4,128].
凝胶相的温度和链长依赖性已经得到了相当全面的研究[72]. 对于链长小于等于n个=20个碳。由此可以看出，头部组之间存在空间位阻相互作用A类几乎恒定，只有小面积热膨胀率αA类≈0.0003/°C，约为L（左）α阶段。众所周知，烃链倾斜的原因是因为头部组具有自然区域A类大于天然包装面积2的两倍A类c（c）平行链（每脂两条）。cos给出的链倾斜缓解了这种沮丧θt吨= 2A类c（c）/A类[132,133]. 我们现在知道链条区域A类c（c）随着T型比头部面积大A类，所以θt吨减少了T型。此外，θt吨链长越长，则越大，因为它们具有更大的吸引范德华相互作用，从而减少A类c（c）[72].
对于长度超过n个=20个碳，在低温和接近链熔化温度时，会形成新的凝胶相结构T型M（M）如X射线衍射所示[134]红外和差示扫描量热法[135]. 似乎新的低点T型相不是传统的亚凝胶相。其解释是，它具有未脱链，与通常的凝胶相相比，红外显示更有序，而X射线显示具有相反的六角形对称破缺。新高T型相看起来像波纹相一样有六边形链堆积，但没有直接证据表明它是波纹相。
在各种脂质双层中发现了不同种类的凝胶相。一类示例包括有序烃链交叉指进的几种不同的相[136]，由于溶剂的影响[137]，链不匹配[138-141]或乙醚[142]. 还有各种类型的脂质具有有趣的有序相行为。例如，有许多鞘糖脂具有链式有序相。这些相的热力学行为以滞后为特征，因此在表征最近在神经酰胺脂质C16:0-LacCer中发现的三种不同相时，必须仔细考虑热协议[143].
11.2. 纹波相位
大多数脂质具有比凝胶相更多的低温链式有序相。其中最引人注目的是波纹相，它发生在饱和链卵磷脂中主转变的正下方。该相位具有需要两个指数的低角度衍射峰(h、 k个) [13]其中，对应于小时是通常的层间距k个索引对应于重复距离λ第页双层平面内（≈140º）(). 获得额外的k个定向样品的衍射图案中的指数很直观[144]也可以在MLV的高仪器分辨率粉末图案中进行[146]. 相比之下，对于未经训练的眼睛来说，即使识别纹波相位，从低分辨率粉末图案也可能有点不确定，因为(h、 k个)不同的峰值k个虽然广角模式有助于识别，因为它明显不同于（nn）凝胶相[46,145].
使用来自[147]和强度数据[146]含25%水的DMPC的波纹热力学相(n个W公司=13）。波纹重复周期为142º（单位细胞长度），板层重复周期为58º（单元细胞高度）。配置文件显示了一个主要M（M）侧面（穿过A）与凝胶相具有相同的厚度和较薄的次要部分米侧面（穿过B）。双层之间（穿过C）存在一层薄水层，这表明头部基团的内壳层完全水合。
获得纹波相位的电子密度分布需要对反射进行相位调整。为此，最佳纹波相位数据包括含25%水的几乎完全水合DMPC粉末样品的26次反射[146]但这些数据的分阶段处理又花了八年时间[147]. 电子密度剖面图清楚地显示出锯齿波类型的波纹，主M侧较长，与凝胶相DMPC的厚度相同，次M侧较短，较薄（参见). 然而，即使有EDP提供的细节，仍不知道烃链在双层中的取向。一种可能性是，主要的M侧类似凝胶相，次要的M侧则像L（左）α阶段。最近的一项具体建议[148]所有烃链都是有序的，但建议的几何结构具有垂直于M侧的链，这将使该侧比链倾斜的凝胶相双层更厚。需要更多广角衍射研究来确定详细的分子结构。
在DPPC的情况下，根据样品是否从L（左）α相或从凝胶相加热。冷却阶段的粉末衍射模式存在争议，但最近使用了完全水合的定向样品[144]证明了Hatta群的索引[149]是正确的。加热时形成的波纹相位是通常的波纹相位，但冷却时形成的相位由通常相位和较长波纹相位的混合物组成。两相的比例取决于冷却速度[144,150]. 虽然由于还没有可用的电子密度分布，因此无法从衍射中证明，但与短纹波的Mm重复图案相比，长纹波可能由MmmM重复图案组成。衍射证据包括MmmM图案对称性所需的矩形单元的坚固存在，以及纹波长度的近2倍的比率。此外，冷冻断裂电子显微镜显示长波纹的MmmM模式[151].
11.3. 亚凝胶相
研究最多的亚凝胶相是DPPC。仔细的平衡研究表明，亚凝胶和凝胶相之间的平衡转变温度为T型S公司=14.5摄氏度[153,154]. 简单地平均文献值（如英寸[152])在以下方面具有误导性T型S公司因为非平衡DSC表示转变温度T型S公司超过17°C。冷却扫描也有误导性，因为亚凝胶相的核不容易在附近形成T型S公司。形成亚凝胶阶段需要降低T型低于8°C持续数小时。然后，即使在T型升高到低于任何温度T型S公司也有可能存在具有不同结构的多个不同亚凝胶相，即使对于相同的脂质，这取决于水合程度和温度。然而，许多报道的亚凝胶相中的一些不是平衡态，而是在使用快速扫描速率时发生的动力学伪影[155,156]. 形成亚凝胶相的热协议对于消除多晶样品的影响非常重要，这些样品的性能受到较大体积分数的畴壁的破坏[155-157].
DPPC的X射线研究[158,159,161]和其他磷脂酰胆碱[162,163]以及DPPG[160]，显示中间有反射q个在低角度（层状）和广角（链式包装）区域之间。我们建议，凝胶相和波纹相中不存在的这些中间角反射应该是亚凝胶相的主要特征标识符。这一区域的反射表明脂质分子水平上有秩序，尽管也会出现更多的晶体链堆积，这也是亚凝胶相的另一个特征。术语L（左）c（c）相位，其中c表示结晶，通常用于描述此相位，但应强调的是，广角衍射图案报告的顺序仅在每个双层内传播，而不是向相邻双层传播，因此亚凝胶相位不是三维晶体。在每个双层中，烃链在DPPG中倾斜30−35°[160]单位细胞包含一个分子。在DPPC中，链条倾斜为θt吨=34.5°，单位细胞含有两个脂质分子[161]. 此外，Katsaras等人[161]提出了一种可能的解释，即他们的DPPC数据表明了整个双层中的头部组的顺序。这将与仅仅拥有由四个结晶烃链组成的扩大的单位细胞形成对比，尽管这两张图片可能涉及同一单位细胞内的分子排序。然而，DPPC中仍有六种可能的头组排序模式有待解决[161].
12.T附近异常结构变化M（M）
温度的影响是结构的一个发光探针[13]和相互作用[164]. 我们将温度研究的回顾局限于处理一个特别有趣且有争议的现象，即饱和链状卵磷脂双层的行为，因为主要转变是从流体相进行的。Janiak等人的研究[13]已经表明热膨胀系数α=(∂A类/∂T型)在附近异常增加T型M（M）最近的研究集中于D类作为T型减少到T型M（M）[80,165-171]. 这种增长很容易测量，所有数据都一致，但导致异常增长的原因仍然存在争议。已经确定了四个涉及主相变附近临界现象的模型来解释观察到的行为[170]. 这些包括（I）无约束转换[80,166,167]、（二）链条矫直[168]，这与面积减少一致[13]，（III）双层间相互作用的变化，以及（IV）界面区域的增厚。一些实验结果获得了水层厚度和界面头部区域的增加[80,166,167,169,171]已被解释为支持模型I[80,166,167,169]或IV型[171]. 其他实验结果发现，增加的一半是由于双层增厚[116,165,170]. 这表明反常效应部分归因于模型II，但至少还必须涉及另一个模型[170]. 如果模型II起作用，那么这种现象提供了一种通过调节热力学参数来调节双层厚度的灵敏方法，T型只是最明显的一个，靠近L（左）α阶段。
13.结构结果总结
总结了表征五种结构的参数的当前最佳值L（左）α相脂质双层，以及DPPC和DLPE的凝胶相。如第3节所述V（V）L（左）和D类非常准确。主要问题是A类，中显示了各种选择。GX值可能因缺陷水而过高。我们的观点是，GXC的价值观A类尽管比GX值小得多，但仍然存在这个问题，这与GXC值的总体比较一致A类使用EDP方法确定的DOPC和EPC；后者的结果是A类因此用于对于DMPC，我们选择的EDP结果与Koenig等人的GXC结果一致[63]. 对于DPPC，GXC导致异常地大于EDP结果，EDP结果与重新解释的中子衍射和单层结果更为一致。对于我们在EDP和中子结果之间选择了一个折衷值。对于DLPE，原始结果为[73]用于凝胶相。的结果L（左）α相位修正为50.6º2作者[172]并略微修改为51.2º2由于改进了体积数据[26].
使用前面的值A类以及测量的V（V）L（左）和D类，中的剩余数量通过以下计算获得。烃链区域的体积如下V（V）C=V（V）L（左）–V（V）H（H）哪里V（V）H（H）已从凝胶相研究中得出3192适用于所有阶段的所有卵磷脂头部组。平均亚甲基体积V（V）中国2然后使用链中末端甲基和双键基团的体积比从.
当考虑到剩余的数量时，读者可能会发现检查是有价值的.该数字在定量上精确地绘制为L（左）α相位DPPC使用中的数量双层的碳氢化合物厚度由2给出D类C= 2V（V）C/A类.英寸的价值D类C与电子密度分布相比，中子衍射距离C4亚甲基和甘油基团，以及在。中的下一个条目是封头-封头间距D类HH（小时）虽然这是由电子密度分布确定的基本量，但很难精确获得，因为第5.1节中讨论的傅里叶截断修正的大小取决于制作它们所用的模型。然而D类HH（小时）在中使用等式6对模型相对不敏感，因此A类决心比D类HH（小时）.英寸我们已经计算过了D类HH（小时）通过添加2D类C和2D类上半年= 9.8 Å; 后者来自我们最精确的凝胶相结果，仅略小于值2D类上半年=10.4Ω，由中所示的模拟得出一个相当小的2D类上半年=8.2 Au是最近提出的[36]，但我们现在认为该值太小。模拟可以继续帮助确定D类上半年.
在Gibbs-Luzzati双层厚度为D类B类= 2V（V）L（左）/A类相应的水厚度为D类W公司=D类-D类B类虽然这些量对于确定渗透压的影响很有价值(等式2)，它们与分子组分的分布不太一致，通过比较具有.空间厚度计算为D类B类′ = 2D类C+2D类H（H）′. 假设的头组厚度，D类H（H）对于PC和D类H（H）DLPE的′=8.5º由中子衍射引导，但仍有一些随意性。麦金托什和西蒙更喜欢10欧[73]对于个人电脑，我们曾经使用8[三].D类H（H）由于磷酸胆碱载体的差异，不同双层和不同相的卵磷脂头部基团的′可能不同[36]. 然而，电子密度分布和模拟分布之间的对应关系表明D类H（H）′=9−10º给出了一个合理的空间厚度测量值。然后，立体水的厚度以下为D类W公司′ =D类–D类B类′.
化学计量的水量n个W公司MLV双层之间的计算公式如下等式1.英寸我们还划分n个W公司进入位阻水层中的水，位于D类B类'和D类/横向2英寸并进入界面区域的水，位于D类C和D类B类'在横向和头部组之间在横向。我们将界面水的量定义为n个W公司′，简单计算为n个W公司′ =n个W公司–(AD公司W公司′/V（V）W公司). 正如人们所料，说明了这一点n个W公司’对于凝胶相来说是最小的，并且随着A类增加，因此必须有更多的水进入头部组之间。然而，人们应该注意不要过度解读n个W公司“作为‘束缚’水或‘强相互作用’水，因为一些水位于D类W公司'不包含在中的层n个W公司'当然与总部有强烈的互动，所以n个W公司'可能被视为束缚水的较低估计值。这与DMPC的不可溶水测量值5.5一致[173]DPPC为5[174]DPPC为7[175]，确实比该值稍大n个W公司中DPPC凝胶相的′=3.7. There is similar consistency between以及最近对凝胶中4.3和9.7结合水的NMR测定，以及L（左）αDMPC的各个阶段[176]以及最近的放射性标记离心测定8.6L（左）αDMPC阶段[177].
正如预期，显示厚度2D类C在中L（左）α相主要用于疏水匹配目的，对于较短的DMPC链而言，相要小于较长的DPPC链。然而，这种差异并没有人们想象的那么大。预测这些差异的一个简单方法是减去距离D类中国2被额外的亚甲基穿过；用于液相DPPCD类中国2=0:90？可以从2中获得V（V）中国2/A类。这将预测2D类CDMPC应比DPPC小3.6º，这与中2.4º的差异不一致直接原因是DMPC有一个较小的A类以便D类中国2其每种亚甲基的分子量略大于DPPC的分子量（0.94？），且链的累积长度可能与原始预测值相差很大。更深层次的原因是DPPC研究的温度高出20°C，这导致烃链有更多的高斯旋转体，因此每亚甲基的长度更短。虽然相对于主跃迁的降低温度概念被用来支持上述朴素的估计，但这一概念与一级主跃迁没有根本关联。事实上，如果对DMPC应用热膨胀调整，估计在50°C时，这非常接近最后，我们注意到值为2D类CDOPC和EPC几乎相同，因为它们是非常相似的脂质，平均在锡-2链条。尽管碳氢链中的碳数量较多，但双键会引起足够的无序，从而减少D类CDOPC和EPC中的碳含量几乎与DMPC相同，尽管存在4个碳/链的差异。类似地，尽管每条链上的碳更少，但DLPE几乎与之相同D类C作为DMPC，因为其A类太小了。
14.结论和观点
这篇综述表明，双层结构的文献值存在很大的不确定性正在通过仔细考虑对旧文献值的调整和修正而减少。我们建议更加重视一种现代方法，该方法充分尊重完全水合的、生物学上最相关的流体的液晶性(L（左）α)阶段。现代液相结晶学方法也揭示了第6节中讨论的双层间相互作用。我们对四种磷脂酰胆碱和一种磷脂酰乙醇胺的结构参数的最佳估计如下。虽然我们对这些价值观相当满意，但仍应寻求方法上的改进。既然蒸汽压悖论已经解决，一个方法学方向是更系统地使用完全水合的定向样品，以实现更高的空间分辨率。另一个方向是增加使用模拟来指导实验分析。
当然，还有许多其他重要的脂类，无论是单一的还是混合的，都应该使用这里回顾的更严格的方法进行表征，以便提供一份涵盖兰德和帕塞基十年前给出的尽可能多的脂类的纲要[1]. 然后，预计有关双层结构和相互作用的剩余问题将得到解决，这将为生物膜的进一步研究提供坚实的基础。
鸣谢
我们感谢Klaus Gawrisch提供Scott Feller为，Evan Evans讨论等式18并提供了材料模量的当前值，Tom McIntosh参与了许多讨论，Horia Petrache改进了手稿，并在我们的许多研究中发挥了关键作用。这项工作得到了美国国立卫生研究院普通医学科学研究所GM44976的资助。
附录
附录。术语表
| A类 | 平均界面面积/脂质(,等式1) |
| v（v）M（M） | 脂质特异性体积（第3.1节） |
| M（M）L（左） | 脂质分子量 |
| V（V）L（左） | 脂质分子体积，V（V）L（左）=v（v）M（M）×M（M）L（左）/.6023 (Å三)（见第3.1节） |
| V（V）W公司 | 水分子体积，（≈30º三，轻微的T依赖性） |
| V（V）H（H） | 头部组的体积，包括甘油和羰基（见第3.1节） |
| V（V）C | 链亚甲基和甲基的体积总和，V（V）C=V（V）L（左）-V（V）H（H），（见第3.1节） |
| V（V）G公司 | 组分体积G公司例如。，G公司=中国2（见第3.1节） |
| D类 | 层状重复间隔（参见和第3.2节） |
| D类HH（小时） | 机头组峰-峰距离(和第5.1节） |
| D类C | 烃芯厚度，D类C=V（V）C/A类(，第2节） |
| D类B类 | Gibbs-Luzzati双层厚度，D类B类= 2V（V）L（左）/A类(，第2节） |
| D类W公司 | Gibbs-Luzzati水厚度，D类W公司=D类-D类B类（见第2节。） |
| D类B类′ | 立体双层厚度，D类B类′ = 2(D类C+D类H（H）′) (，第2）节 |
| D类W公司′ | 空间水厚度，D类W公司′ =D类–D类B类′ |
| D类H（H）′ | 空间头盖组厚度，D类H（H）′ = (D类B类′/2)–D类C |
| D类上半年 | 头部组件局部厚度（第10.1节）D类上半年= (D类HH（小时）/2)–D类C |
| n个W公司 | 水分子/脂质的数量，n个W公司=AD公司W公司/2V（V）W公司（见第4.1节） |
| n个W公司′ | 之间的水域数量D类C和D类B类′/2英寸（见第12节） |
| q个 | 散射参数，4π罪θ/λ |
| 小时 | 峰值散射阶数，q个小时= 2π小时/D类 |
| F类(q个) | 双层形状因子(等式4) |
| S公司(q个) | 堆叠结构因子(等式9) |
| K（K）A类 | 面积压缩模量（dyn/cm）(等式2，第4.2节） |
| K（K）C | 弯曲模量（ergs）（第5.4节） |
| B类 | 体积压缩模量（erg/cm4)（见第5.4节） |
| α | 面积热膨胀率，（1/A类)(¼A/¼T)π |
| η1 | 量化波动的Caillé参数（见第5.4节，等式10) |
| 电子数据处理 | 电子密度分布（第5节） |
| GX公司 | 重量X射线法（第4.1节） |
| GXC公司 | 压缩校正重量X射线法（第4.2节） |
| MLV公司 | 多层膜囊泡 |
| VPP（副总裁） | 蒸汽压力悖论（第3.2.2节） |
工具书类
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