1.简介

`假设一个区域[=体积]v（v）分子所占据的形状恒定的区域，就目前的目的而言，该区域被定义为当盐溶液取代水时盐不会渗入的区域。假设外部液体的密度v（v）是统一的。对价值的影响F类[=结构系数]，外部密度增加v（v）相当于内部各处密度减少相等数量v（v），因为密度均匀分布对F类。因此，这些值F类（水）−F类（盐）是F类区域的值v（v）均匀密度等于盐溶液和水的电子浓度之差。

这一论点是由布拉格和佩鲁茨（1952年）提出的)解释血红蛋白晶体低阶X射线反射强度的可逆变化，并由此推断血红蛋白分子占据体积的形状和方向v（v）在单位单元内。这也是后来被称为溶液中大分子小角度散射对比度变化的描述（Stuhrmann&Kirste，1965).

溶剂交换引起的对比度变化是一种低分辨率方法。正是由于这个原因，在1952年引入蛋白质晶体学几年后，它就被放弃了。事实上，小尺寸标签的引入——每个蛋白质分子一个（或很少）重金属原子——导致了首次以接近原子分辨率的蛋白质结构测定（Kendrew等。, 1960). 大约十年后，随着在中子小角散射中引入特定氘化大分子，小角散射也开始了类似的发展（Engelman&Moore，1972).

早在60年代末，人们就开始讨论用中子散射氘化法可视化大块中的单聚合物链。为此，必须制备全氘化聚合物中普通聚合物的稀固体溶液（Kirste，1970). 对玻璃化聚甲基丙烯酸甲酯的研究表明，未受扰动的无规卷曲是链状分子在非晶固态（Kirste等。, 1972)自那时以来，发表了许多类似的研究。在1973年举行的第三届X射线和中子小角散射国际会议上，首次收集了这些数据。

虽然上述方法仍在使用，但在过去二十年里，X射线和中子散射对比度变化的新方法已经出现。本文将重点讨论反常或共振对比度和核自旋对比度。

2.反常或共振对比度

X射线光学性质的异常色散伴随着能量从束缚原子轨道到连续统中电子态的共振吸收。这一过程导致异常散射，增加了与波长无关的原子散射因子（f）₀.

哪里（f）'和（f）“”是波长相关的反常散射的实分量和虚分量。反常色散在X射线吸收边附近最强。图1显示了紫色膜中磷酸盐的共振散射因子。想象中的部分（f）〃与总光电吸收截面有关σ根据光学定理。

具有b条_电子=0.28×10⁻¹² cm和波长λ.共振散射的真实成分，（f）′的−20 eu（电子单位）略高于补偿非共振（f）₀=15 eu（电子单位）（图1).

图1 紫色膜（Biou）中磷酸盐的共振散射因子等。, 2005).

磷酸盐和硫酸盐在其附近的波长处形成强烈的反常（或共振）对比K（K）-吸收边缘。

散射强度的异常色散由下式给出

哪里问是散射矢量，问= |问| = (4π/λ)罪θ(2θ=散射角），U型(问)是非共振原子的振幅V（V）(问)=共振原子的振幅。

溶液中大分子所有取向的平均值，用〈…〉表示从振幅发展为一系列球面谐波开始（Stuhrmann，1970).

一旦虚分量（f）′′(λ)已从获取σ(λ)使用方程式（2）Kramers–Kronig关系提供了（f）′(λ). 共振散射因子的色散是确定方程（3）右侧三个基本散射函数所必需的测量三个（或更多）方便选择的波长的散射强度。

反常对比度变化的实验最方便地在同步辐射设施中进行。反常小角度X射线散射（ASAXS）已成为X射线对比变化的最流行方式，这与蛋白质结晶学中的情况非常相似。应用已变得越来越多，尤其是在材料科学中(例如西蒙，2007年; 格里克等。, 2003). 由于ASAXS允许在恒定化学势下进行对比变化，因此对聚电解质的研究已变得非常有价值。一个说明性的例子是最近对锶的研究²⁺聚丙烯酸酯链周围的离子（Goerigk等。, 2004).

磷、硫、氯和钙等轻元素分布广泛，特别是在生物中。RNA、DNA和膜含有磷。硫是蛋白质的一种常规成分。磷和硫的异常散射在核蛋白和膜蛋白的结构研究中是一种潜在的强大工具。

用软X射线进行溶液的小角度散射实验在技术上更为困难。X射线在水中的穿透深度约为1mmλ在波长接近K（K）-磷的吸收边(λ_K（K）= 5.76 Å). 然后将液体样品保存在两个薄的弹性拉伸塑料薄膜之间，在真空环境中保持不超过30µm的距离（Hütsch，1992）). 这种实验的结果如图2所示.

图2 大亚基的基本散射函数大肠杆菌来自ASAXS的核糖体，波长接近K（K）磷的吸收边缘。上曲线为〈|U型(问)|2〉不取决于波长。最低的〈|V（V）(问)|2〉是核糖体RNA磷原子的散射强度。交叉项2〈Re{U型(问)V（V）*(问)}〉在图的中间。开放球体是根据在靠近K（K）-磷的边缘。该线是通过使用距离分布函数的反常色散的间接方法获得的。核糖体亚单位每1500 kD约有1500个P原子。强度标度以任意单位给出。数据是在HASYLAB的光束线A1处获得的（Hütsch，1992).

溶液在波长附近散射的条件K（K）-硫的边缘(λ_K（K）=5.018º，或电子=2470 keV）的要求略低于磷的要求，因为渗透深度增加到30µm水。硫的异常散射已被用于聚合物的研究（Mardalen等。, 1994)以及液晶的各种手性近晶相（Mach等。, 1998). 此外，硫在硫化物中表现出−2和硫酸盐中表现出+6的价态，这对共振能有很大影响。相对于硫化物，硫酸盐的吸收边缘向更高的能量方向移动了10 eV（Pickering等。, 1998). 价态−2硫的异常散射(例如在蛋氨酸或半胱氨酸中，蛋白质的常规成分）即使在高硫酸盐浓度下也可以很容易地进行测量（Stuhrmann，1994).

软X射线穿透深度的降低要求对X射线同步辐射束线（Biou等。, 2005; 吉诺维奇葡萄牙语等。, 2005).

3.同位素和核自旋对比

同位素替代的对比度变化广泛应用于中子小角散射。氢是这一游戏中最重要的参与者。而重同位素相干散射的散射长度，²H（氘=D）与其他元素散射长度的平均值相似，¹H（=H）与极少数其他同位素具有相同的负散射长度。在软凝聚物质研究中¹H是独一无二的。

H和D都具有非自旋核，在下文所述的条件下，这些核容易发生高极化。在极化中子散射中，散射长度有很大的变化b条属于¹质子极化为P（H）的H和质子极化较弱的H²氘极化H（D）。

符号±代表中子束极化，假设其值为第页=+1或第页= −1. 核极化值可能在+1和-1之间变化。虽然通常通过自旋滤波获得几乎完全极化的中子束，但核极化值的间隔将更小。散射长度随P（H）的变化很大，这与非相干散射有关，非极化质子的散射很强。当第页P=+1，即当核自旋极化和中子自旋极化的方向指向同一方向时（Glättli&Goldman，1987).

必须注意，散射长度b是复数（1）。由于软凝聚物质元素在原子核吸收中子后发生衰变的情况很少见，因此前面的X射线散射方程可以用于中子散射，但没有共振散射的虚部（f）′′.

几乎所有中子散射对比度变化的实验都依赖于D对H的同位素替代。这种方法过去和现在都是成功的，原因有二：第一，散射长度的差异b条（H） −b条（D） 氢是软凝聚态物质中含量最多的元素。这两个因素共同确保了高对比度。H中子散射实验述评₂O/D（输出/输出）₂O混合物由Li给出等。(1983)和珀金斯（1988).

二十年来，人们利用中子散射对核糖体进行了深入研究。选择性氘化核糖体蛋白质之间的三角剖分导致了它们在小亚基中的空间排列大肠杆菌核糖体（Ramakrishnan等。, 1984).

虽然通过特定氘化测定21种核糖体蛋白的坐标是结构生物学中子散射的一大成功，但同样的方法也适用于核糖体的大亚单位及其34种核糖体蛋白（约占总重量的1/3，其余为rRNA）结果证明这是非常困难的，更不用说由两个核糖体亚单位组成的核糖体功能复合体，tRNA和mRNA附着在其上。正是这一挑战导致了更强大的核自旋对比变异方法。

如方程式（4）所示散射长度的变化，b条（H） 由于质子自旋极化，超过了同位素交换的因子，可能大于2。此外，核极化引起的对比度变化将在同一样品上进行。避免了由于不同样品的比较而产生的系统误差，因为它们是通过同位素替代进行对比变化所必需的。

核自旋对比度变化最好用于特定氘化大分子。因此，利用核极化来增强已经存在的对比度。非相干散射强度的变化¹样品的大量氘化降低了氢含量。核糖体分子被全氘化，感兴趣的区域除外。例如，大亚单位的蛋白L3保持蛋白化，而其余的颗粒和溶剂被氘化。为了研究核糖体的功能复合物，蛋白化tRNA与氘化核糖体结合。通过质子对比度变异和氘核对比度变异（Willumeit等。, 2001; 尼尔豪斯等。, 1998; Knop（打结）等。, 1992)（图3).

图3 大亚基核糖体蛋白的位置大肠杆菌核糖体由核自旋对比变化测定（Willumeit等。, 2001).

核自旋极化样品的极化中子小角散射实验始于八十年代中期。在德国Geesthacht的GKSS研究中心，优先考虑生物结构（Knop，1986）)，Glättli和法国萨克利CEA的同事们开始了聚合物质子自旋对比度变化的项目（Gláttli，1989)Kohgi和他在日本KEK的同事也是如此，他们从冠醚溶液开始等。, 1987; Masuda公司等。, 1988).

4.动态核自旋对比

上述实验均采用动态核极化（DNP）方法。所有样品都含有少量顺磁中心，这些顺磁中心在微波场中“催化”了核极化。DNP可以在磁场中获得高的核极化B类在温度≤1 K时≥2 T。根据微波频率的选择，核极化相对于外部场的方向可以是正的或负的。DNP方法是一种极为通用的核极化工具（Abragam&Goldman，1978）, 1982; Glättli&Goldman，1987年).

在DNP的简单微观图像中，核极化通过电子-核偶极相互作用在顺磁中心附近发展，这种相互作用随着电子与核矩之间距离的三次方而减小。原子核之间的偶极相互作用（自旋扩散）使较远的体质子极化。大多数绝缘固体中的核弛豫是由相反顺序的相同机制引起的。

这张照片允许这样一种假设，即在顺磁中心附近应该存在核极化梯度。虽然在高核极化时不容易检测到（Kohgi等。, 1987)，在微波照射开始时可能会更明显。通过改变微波频率，极化方向的周期性变化极大地促进了时间分辨极化中子散射实验（van den Brandt等。, 2002).

双（2-羟基-2-乙基丁酸）氧化铬酸钠的时间分辨中子散射和同步核磁共振测量结果₁₂小时₂₀铬氧化物₇Na（缩写为EHBA-Cr（V））在具有不同氘化程度的甘油-水混合物中表明，EHBA-Cr-（V）络合物的20个质子在一秒钟内发生高极化，氘化溶剂的剩余质子的极化以低得多的速率增加。

在这一点上，人们可能会争辩说，溶解自由基表面的质子浓度梯度可能是溶剂中本体质子延迟极化的原因。用低氘化溶剂样品进行的实验表明，局部极化的初始建立并没有像预期的那样减少（van den Brandt等。, 2003, 2006). 必须假设质子浓度梯度不是极化质子区域相对密封性的唯一原因。事实上，由于局部磁场导致的近端质子的拉莫尔频率的微小偏移可能会减少它们与溶剂的本体质子的接触（Hayter等。, 1974).

对于较大尺寸的自由基，极化梯度可能位于自由基分子内部。有希望的候选人是DPPH[2,2′-di（4-第三种-辛基苯基）-1-苦基-肼基]和一个双自由基，自由基间距为38º，均嵌入过氘化聚苯乙烯基质中，且均有效支持DNP。从对双自由基中子散射的初步分析来看，极化梯度从每个自由基位置延伸到大约10Å，并且在这个距离之外存在自由自旋扩散（Stuhrmann，2007).

测量自由核自旋扩散的速度需要更大的粒子。J·科尔布雷彻（J.Kohlbrecher）提出了一种解决这个问题的优雅方法，他建议将聚苯乙烯球（直径800º）嵌入富含EHBA-Cr（V）的甘油-水混合物中。时间分辨极化中子散射确实揭示了表观回转半径的变化，这可以明确地归因于极化穿透纳米球（范登·布兰特等, 2007).

了解质子自旋畴的大小及其寿命对于分析过氧化氢酶等更复杂结构的动态核自旋对比至关重要。它的顺磁性中心是在添加过氧乙酸后形成的酪氨酸自由基，像前面提到的自由基一样支持DNP。与上述实验的重要区别是顺磁中心的浓度大约低200倍。与时间相关的中子散射强度以相同的系数下降。时间相关核磁共振的测量也是如此。研究发现，靠近酪氨酸自由基未配对电子的质子的散射振幅是磁散射振幅的16倍。转化为自由基的酪氨酸似乎相对靠近血红素基团（Stuhrmann，2004).

5.电子-质子自旋相互作用

概率W公司固体效应引起的动态核极化（Abragam和Goldman，1982)是

第页和ϑ是极坐标。磁场的方向是沿着ϑ= 0.

根据方程式（6）这些EHBA-Cr（V）分子的长轴方向与ϑ相对于外部磁场=45°更容易受到DNP的影响（图4). 氢原子的哑铃状重分配在一定程度上稳定了两组10H原子中每一组的优先质子极化（图4). 通常，在建立局部极化的过程中，10个质子中有2到3个会极化。即使EHBA-Cr（V）分子的每组10个质子中的自旋态快速交换，也会导致小角度散射强度的不对称分布。不对称性取决于角度∊磁场方向和中子束方向之间（图5).

图4 EHBA-Cr（V）分子的取向有利于DNP。

图5 散射几何图形。中子束的方向与z（z）.磁场方向B类在中(x个,z（z）)平面与中子束的角度不同∊（图的左侧）。探测器平面问和方位角ϕ如右侧所示。

如果中子束方向与磁场方向一致，则强度分布不存在不对称性。对于中子束和磁场方向之间的有限角度，可以清楚地区分球谐函数Y的贡献_勒姆具有我=2和我=4（图6).

图6 氘化溶剂中EHBA-Cr（V）小角散射的时变强度随方位角的变化ϕ（0°至360°）问[1 Å−1]（来自问顶部=0问= 0.847 Å−1（底部）以及外部磁场方向与中子束方向之间的不同角度（0°、10°、30°、50°、70°、90°）。在不存在取向相关DNP的情况下，散射强度用D（溶液散射的德拜方程）表示。相应的非相干散射强度与相干零角散射强度相当。

在靠近顺磁中心的原子核之间没有自旋态交换的情况下，不对称性在问= 0.3 Å⁻¹对于问= 0.85 Å⁻¹极化中子散射可以显示质子自旋相互作用的距离有多近，它们如何受到极化电子自旋的影响，以及它们的极化如何传播到本体中。

我们对动态极化质子自旋中子散射的大多数时间分辨实验都是在磁场方向偏离中子束7°的情况下进行的。当时，选择这个角度是为了覆盖ILL D22不对称位置探测器上的较大角度。尽管偏移角度很小，但目前正试图从迄今为止从EHBA Cr（V）收集的所有时间分辨中子散射数据的平均值中提取预测的不对称性。不用说，偏离角增加到30°（这是PSI的极化设施可能实现的），将只因电子自旋-质子自旋相互作用而增加近两个数量级的强度不对称。

6.未来展望

在X射线小角度散射中，反常对比度变化在各种同步辐射设施中都达到了很高的技术可靠性。从一组在吸收边附近两个以上波长测量的数据中提取纯共振项是一个重要进展，因为它可以直接获得非常复杂材料中共振原子之间的空间相关性。由于这一术语只是大强度之间的微小差异，因此在第三代更强大的同步辐射源中，它的测定变得更加容易。在硫和磷等生物大分子中使用天然共振原子仍然是一项技术挑战。一般来说，辐射损伤需要小心控制，因为它主要涉及共振原子。

在中子散射中，软凝聚物质没有明显的辐射损伤。在某些情况下，这可能是更喜欢中子而不是X射线的原因。中子散射通过氢同位素替代为对比度变化提供了理想条件¹H由²H、 一种持续感兴趣的技术。利用极化中子，质子自旋极化为对比变化开辟了一个新的维度，这不仅比氘化更强大，而且在其应用中用途广泛。后一点暗示了动态核自旋极化的性质，因此与核磁共振和电子顺磁共振方法密切相关（白金汉，2003; 胡等。, 2004). 虽然质子极化开始时的时间分辨极化中子散射聚焦揭示了顺磁中心附近局部极化建立的时间尺度，但极化质子自旋畴的大小和形状需要更详细的研究。到目前为止，由于顺磁中心附近的极化质子自旋而产生的振幅似乎在不到一秒钟的时间内发展起来，并且它超过了由于未成对电子而产生的磁散射的振幅一个数量级。动态质子自旋对比度变化适用于稀顺磁体的研究，例如蛋白质中的自由基。

在热中子束设施中建造和实施核极化设施需要进行跨学科合作，中子物理学家、粒子/核物理学家和其他人都参与其中。