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Herstellung vonhyperpolarisiertem Xenon-129 undAnwendungen in derFlüssigkeits-NMR-Spektroskopie

Dissertation zur Erlangung des Doktorgrades der Naturwissenshaften(Dr. rer. nat.) der naturwissenshaftlihen Fakultät III - Biologie undVorklinishe Medizin der Universität Regensburgvorgelegt vonDaniela BaumerausRegensburgFebruar/2006

Promotionsgesuh eingereiht am: 1.02.2006Die Arbeit wurde angeleitet von: Prof. Dr. Eike BrunnerPrüfungsausshuss:Vorsitzender: Prof. Dr. WirthGutahter: Prof. Dr. BrunnerPD Dr. BäumlerDrittprüfer: Prof. Dr. Dr. Kalbitzer

InhaltsverzeihnisI Einleitung 1II Allgemeine Grundlagen 51 Kernmagnetishe Resonanz (NMR) 61.1 Die Grundlagen der NMR-Spektroskopie . . . . . . . . . . . . . . . . 71.2 Die hemishe Vershiebung . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 91.3 Verwendete NMR-Spektrometer . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 102 Hyperpolarisation von Xenon-129 112.1 Optishes Pumpen von Rubidium . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 122.1.1 Energiezustände des Rubidiums . . . . . . . . . . . . . . . . . 122.1.2 Wehselwirkung von Rubidium und Laserliht . . . . . . . . . 142.1.3 Relaxationsraten und Ratengleihung des optishenPumpens . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 162.2 Kernspinpolarisation von Xenon-129 . . . . . . . . . . . . . . . . . . 172.2.1 Wehselwirkung zwishen Rubidium und Xenon . . . . . . . . 182.2.2 Relaxationsraten und Ratengleihungen für hyperpolarisiertesXenon-129 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 193 Spin Polarization-Indued Nulear Overhauser E�et 214 Suszeptibilitäts-E�ekte in der Xenon-129 NMR-Spektroskopie 255 Biophysikalishe Eigenshaften von Xenon 285.1 Xenon . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 285.2 Löslihkeit von Xenon . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 295.3 Chemishe Vershiebung von Xenon-129 . . . . . . . . . . . . . . . . 295.4 Beispiel für die Verwendung von superkritishem Xenon in der Flussig-keits-NMR . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 32i

INHALTSVERZEICHNIS iiIII Experimentelles 346 Experimenteller Aufbau 356.1 Die Apparatur zur Polarisation des Xenongases . . . . . . . . . . . . 356.1.1 Das Lasersystem . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 366.1.2 Das optishe Spektrometer . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 376.1.3 Das Gasgemish und der Pumpstand . . . . . . . . . . . . . . 396.1.4 Die Pumpzelle . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 406.1.5 Die Ausfriereinheit für das hyperpolarisierte Xenon . . . . . . 436.2 Die Hohdrukmessapparaturen . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 457 Verwendete Materialien 477.1 Rubidium . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 477.2 Gase . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 477.3 Silikonbeshihtung . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 487.4 Lösungsmittel . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 487.5 Bizellen . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 487.6 Aminosäure L-Tyrosin . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 497.7 Protein HPr(I14A) . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 49IV Ergebnisse und Diskussion 508 Optishes Spinaustaush-Pumpen im single-bath-Betrieb 518.1 Protokoll einer single-bath-Messung . . . . . . . . . . . . . . . . . . 518.2 Bestimmung der Kernspinpolarisation von hyperpolarisiertemXenon-129 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 528.3 Optimierung des single-bath-Verfahrens . . . . . . . . . . . . . . . . 548.3.1 Optimierung der Vorheizdauer . . . . . . . . . . . . . . . . . . 558.3.2 Optimierung der Pumpdauer . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 568.3.3 Optimierung der Pumpzellentemperatur . . . . . . . . . . . . 578.3.4 Optimierung des Xenondruks . . . . . . . . . . . . . . . . . . 608.3.5 Optimierung der Heliumdruks . . . . . . . . . . . . . . . . . 628.3.6 Optimierung des Stiksto�druks . . . . . . . . . . . . . . . . 638.3.7 Ergebnisse der Optimierung der vershiedenen Pumpparameter 658.4 Ansammlung und Lagerung von gefrorenem, hyperpolarisiertem Xenon 659 Xenon in Lösungsmitteln 679.1 Löslihkeitsmessungen im single-bath-Betrieb . . . . . . . . . . . . . 67

INHALTSVERZEICHNIS iii9.2 Löslihkeitsmessungen im Durh�uss-Betrieb . . . . . . . . . . . . . . 699.2.1 Die Membranapparatur . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 699.2.2 Erste experimentelle Anwendungen der Membranapparatur . . 7210 Anwendungen des SPINOE 7510.1 Pulsprogramm zur Messung eines SPINOE-Di�erenzspektrums . . . . 7510.2 Anwendung des SPINOE auf vershiedene Moleküle . . . . . . . . . . 7810.2.1 SPINOE-Experimente mit dem Lösungsmittel Toluol . . . . . 7810.2.2 SPINOE-Experimente mit der Aminosäure L-Tyrosin . . . . . 8110.2.3 SPINOE-Experimente am Protein HPr(I14A) . . . . . . . . . 83Zusammenfassung 86Anhang 89Literaturverzeihnis 92Danksagung 98Erklärung 100

Teil IEinleitung

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EinleitungDie kernmagnetishe Resonanz (Nulear Magneti Resonane, NMR) hat sih inden vergangenen Jahrzehnten zu einer wihtigen analytishen Methode in den Na-turwissenshaften sowie der Medizin entwikelt. So erlaubt die NMR beispielsweisedie Bestimmung der dreidimensionalen Struktur von Proteinen in wässriger Lösung,d.h. unter nahezu physiologishen Bedingungen. Eine andere wihtige Anwendung istdie sogenannte Magnet-Resonanz-Tomographie (MRT) in der medizinishen Bildge-bung.Ein grundlegendes Problem der NMR besteht in ihrer relativ geringen Emp�ndlih-keit. Um möglihst hohe NMR-Signalintensitäten zu erhalten, kann man entwederdie Konzentration der zu detektierenden Kerne vergröÿern oder die Kernspinpolari-sation erhöhen. Letzteres kann durh Temperaturerniedrigung, durh Vergröÿerungdes angelegten Magnetfeldes oder durh spezielle Methoden zur Erzeugung einer überdem Gleihgewihtswert liegenden Polarisation der Kernspins erreiht werden. Denerstgenannten Methoden sind relativ enge natürlihe bzw. tehnishe Grenzen ge-setzt. Die letztgenannte Möglihkeit, welhe oft auh als Hyperpolarisation bezeih-nete wird, kann unter Umständen eine Signalerhöhung um mehrere Gröÿenordnungenbewirken. Die Hyperpolarisation von Edelgasen durh optishes Pumpen mit nah-folgendem Spinaustaush erfolgt indirekt: Zunähst wird die Elektronenspinpolarisa-tion eines Alkalimetalls mittels einer externen Lihtquelle (optishes Pumpen) aufnahezu 100% erhöht. Anshlieÿend erfolgt der Übertrag dieser Polarisation auf dieKerne eines Edelgases. Für hyperpolarisiertes Xenon-129 wurde bislang ein maxi-maler Polarisationsgrad der Kernspins von a. 70% [1℄ erreiht, was einer Signaler-höhung (gegenüber thermish polarisiertem Xenongas) um einen Faktor von a. 105entspriht. Dadurh ergibt sih ein breites Anwendungsgebiet für hyperpolarisiertesXenon-129. Da Xenon ein Edelgas und daher sehr reaktionsträge ist, lässt es sihsehr gut in der biologishen NMR-Spektroskopie einsetzen. Ebenso ist Xenon ein oftverwendetes Sondenatom zur Charakterisierung von Festkörperober�ähen wie z.B.von Zeolithen. Neben der Verwendung als Kontrastmittel in der Medizin bei der Lun-2

3genbildgebung oder der Bildgebung am Gehirn ist besonders auh der Übertrag derKernspinpolarisation von hyperpolarisiertem Xenon-129 auf andere Kerne von Inter-esse. Dieser unter dem Namen Spin Polarization-Indued Nulear Overhauser E�et(SPINOE) bekannt gewordene E�ekt kann z.B. genutzt werden, um im Rahmen vonStrukturbestimmungen an Proteinen hydrophobe Kavitäten, in die das Xenon bindet,zu detektieren.Das wihtigste Anliegen der vorliegenden Arbeit war der Aufbau einer Apparaturzur Herstellung von hyperpolarisiertem Xenon-129 mit einer möglihst groÿen Kern-spinpolarisation. Insbesondere sollte diese Apparatur die Erzeugung relativ groÿerMengen an hyperpolarisiertem Xenongas erlauben.In Kapitel 1 werden die Grundlagen der NMR-Spektroskopie besonders im Hin-blik auf hyperpolarisiertes Xenon kurz dargestellt. Der für diese Arbeit zentraleBegri� der Kernspinpolarisation wird eingeführt und die verwendeten Kernresonanz-Spektrometer werden vorgestellt.Im darauf folgenden Kapitel werden die theoretishen Grundlagen der Herstellungvon hyperpolarisiertem Xenon-129 erklärt. Ein Abshnitt beshäftigt sih ausführlihmit dem optishen Pumpen, also der Erzeugung einer erhöhten Elektronenspinpola-risation von Rubidium. Auÿerdem beshreibt dieses Kapitel den Spinübertrag vonRubidium auf das Xenon-129 und geht auf die relevanten Relaxationsprozesse ein.Kapitel 3 erläutert die Theorie des Übertrags der Kernspinpolarisation von hyper-polarisiertem Xenon auf andere Kerne (SPINOE). Dieser E�ekt wird explizit amBeispiel von hyperpolarisiertem Xenon, gelöst in DMSO, beshrieben.Im Kapitel 4 wird kurz auf möglihe Suszeptibilitäts-E�ekte und daraus resultierendeResonanzfrequenzvershiebungen von Xenon-129 und H-1 eingegangen.Kapitel 5 beshäftigt sih mit den biophysikalishen Eigenshaften des Xenons.Im experimentellen Teil der Arbeit wird in Kapitel 6 zunähst die neu aufgebauteAnlage zur Erzeugung von hyperpolarisiertem Xenon-129 und ihr Betrieb detailliertbeshrieben. In Kapitel 7 werden die verwendeten Materialien vorgestellt.Kapitel 8 beshäftigt sih mit dem optishen Spinaustaush-Pumpen im single-bath-Betrieb. Ausführlih wird auf die Optimierung sämtliher relevanter experimentellerParameter der Pumpzelle eingegangen. Dies betri�t u.a. die Optimierung des Aufbausder Apparatur, die experimentellen Prozeduren, die Optimierung der Pumpzellentem-peratur und der Pumpzeit sowie die Optimierung der vershiedenen Gaskonzentra-tionen.Ausgewählte Anwendungen von hyperpolarisiertem Xenon-129 werden in Kapitel 9vorgestellt. Bei diesen Experimenten wurde versuht, das Xenongas in vershiedenenLösungsmitteln zu lösen. Diese Arbeiten wurden zum Teil in Kooperation mit dem

4Max-Plank-Institut für Polymerforshung in Mainz ausgeführt. In Zusammenarbeitmit der Gruppe von Herrn Professor Spiess konnte eine neuartige Membranapparaturzum Lösen von Gasen in Flüssigkeiten entwikelt werden, mit deren Hilfe hyperpolari-siertes Xenon z.B. in DMSO, H2O sowie in einer wässrigen Lösung mit Phospholipid-Bizellen unter kontinuierlihem Fluss gelöst wurde.In Kapitel 10 werden erste experimentelle Ergebnisse von SPINOE-Experimenten,speziell zum Polarisationsübertrag von hyperpolarisiertem Xenon-129 auf Toluol,auf die Aminosäure Tyrosin sowie auf die Austaushmutante I14A des Histidine-ontaining Phosphoarrier Proteins HPr beshrieben.

Teil IIAllgemeine Grundlagen

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Kapitel 1Kernmagnetishe Resonanz (NMR)Der erste experimentelle Nahweis von Kernresonanz-Signalen wurde 1946 von Blohet al. [2, 3, 4℄ und Purell et al. [5℄ unabhängig voneinander geführt, nahdem Rabi[6℄ bereits 1939 Messungen zur Bestimmung von Kernmomenten durhgeführt hatte.F. Bloh und E.M. Purell wurden beide für diese Entdekung 1952 mit dem Nobel-preis für Physik ausgezeihnet.Seit dieser Zeit hat sih die NMR zu einer sehr wertvollen Methode für alle Natur-wissenshaften entwikelt. So wurden z.B. bislang a. 5000 Proteinstrukturen durhKernresonanzspektroskopie bestimmt1. Obwohl nah wie vor die meisten Protein-strukturen durh Röntgenstrukturanalyse bestimmt werden, gewinnt die NMR-Spek-troskopie auf diesem Gebiet zunehmend an Bedeutung. Bei der Röntgenstrukturana-lyse sind künstlih hergestellte Einkristalle notwendig. In der NMR sind keine Ein-kristalle nötig, da in wässriger Lösung gemessen werden kann, was oftmals wesentlihleihter zu realisieren ist. Auÿerdem gelingt es bei einer Reihe von Proteinen ohnehinniht, Einkristalle zu zühten. Somit besitzt die NMR auh den Vorteil, dass unternahezu physiologishen Bedingungen gearbeitet werden kann. Auÿerdem können inder NMR dynamishe Prozesse untersuht werden, ebenso wie Strukturänderungender Proteine durh Variation der Umgebungstemperatur oder des Umgebungsdruks.Die sogenannte Kernspin-Tomographie (MRI, Magneti Resonane Imaging) wirdseit geraumer Zeit sehr erfolgreih in der Medizin zur Ergänzung und Erweiterungder Röntgen-Diagnostik eingesetzt.Im Folgenden wird das Funktionsprinzip der NMR dargestellt: Die Probe wird in einstarkes homogenes Magnetfeld (derzeit bis zu 21Tesla) gebraht. Dadurh rihten sihdie magnetishen Momente der Atomkerne im Magnetfeld aus, wodurh eine feldab-hängige Gleihgewihtsmagnetisierung entsteht. Die eingestrahlten Radiowellen wer-1Proteindatenbank, Stand 1/06 6

KAPITEL 1. KERNMAGNETISCHE RESONANZ (NMR) 7m

I= -1/2

mI

= +1/2

E

N+

N-

Abbildung 1.1: Kern-Zeeman-Niveaus mit Energiedi�erenz ∆E und BesetzungszahlenN− und N+ der beiden Niveaus.den im Resonanzfall, also wenn ihre Energie mit der Energiedi�erenz der Kernzustän-de im Magnetfeld übereinstimmt, von der Probe absorbiert. Diese Energieabsorptionbzw. der bei der heute üblihen Fourier-Transformations-NMR-Spektroskopie auftre-tende freie Induktionszerfall (FID: Free Indution Deay) werden als Signal beob-ahtet. Im Nahfolgenden werden die Grundlagen der NMR-Spektroskopie dargestelltsowie kurz die verwendeten Spektrometer genannt.1.1 Die Grundlagen der NMR-SpektroskopieAtomkerne besitzen einen Drehimpuls ~I mit dazugehöriger Quantenzahl I (dimen-sionslos), welhe ganz-oder halbzahlige Werte zwishen 0 und 15/2 annehmen kann.Die in dieser Arbeit untersuhten Isotope Xenon-129 und H-1 haben beide den Kern-spin I = 1/2. Das dazugehörige magnetishe Moment ist durh ~µI = γ ~I = gIµK~ ~Igegeben. Das gyromagnetishe Verhältnis γ ist eine kernspezi�she Konstante2, g dersogenannte Kern-g-Faktor, µK das Kernmagneton sowie ~ die Plank�she Konstantedividiert durh 2π. Es gibt für den Kerndrehimpuls und damit für die magnetisheKernspinquantenzahl mI = I, I − 1... − I genau 2 I+1 Möglihkeiten sih in einemMagnetfeld B0 zu orientieren. Somit führt ein Magnetfeld B0 für Xenon-129 und H-1zu einer Aufspaltung des Grundzustands in jeweils zwei sogenannte Kern-Zeeman-Niveaus mit mI = ±12 (siehe Abbildung 1.1). Die Energien E± dieser Terme in einemMagnetfeld betragen:E± = ±

1

2~ γ B0. (1.1)Für eine groÿe Anzahl N von Kernen stellt sih im thermodynamishen Gleihgewihtnahezu Gleihverteilung bei der Besetzung der beiden Zeeman-Niveaus ein, jedoh die2γH/2π = 42,6MHz/T, γXe/2π = -11,8MHz/T

KAPITEL 1. KERNMAGNETISCHE RESONANZ (NMR) 8B0 [T℄ 7,05 11,74 14,09 18,70PXe 7·10−6 12·10−6 14·10−6 18·10−6PH 24·10−6 43·10−6 51·10−6 65·10−6Tabelle 1.1: Charakteristishe Zahlenwerte für die Kernspinpolarisation P von Xenon-129 und H-1 für typishe Magnetfelder.auftretende kleine Besetzungszahldi�erenz führt zu einer Nettomagnetisierung M :

M = N µ P =N γ ~ P

2. (1.2)Hierbei ist P die Kernspinpolarisation, de�niert durh:

P =

∣

∣

∣

∣

N− −N+N− + N+

∣

∣

∣

∣

· 100%. (1.3)N− und N+ sind die Besetzungszahlen der beiden Energiezustände mit mI = −12 undmI = +12 . Die relative Besetzung der beiden Energieniveaus ist im thermodynami-shen Gleihgewiht durh die Boltzmannverteilung gegeben:

N−N+

=e−E−/kT

e−E+/kT, (1.4)T ist die Temperatur und k die Boltzmannkonstante. Da der Energieuntershiedzwishen den beiden Niveaus ∆E = γ ~ B0 ist, lässt sih unter der Voraussetzung

|γ| ~ B0

KAPITEL 1. KERNMAGNETISCHE RESONANZ (NMR) 94. Erhöhung der Kernspinpolarisation P, z.B. durh Hyperpolarisation von Edel-gasen.Allerdings sind niht alle Möglihkeiten einfah zu realisieren. In reinen Gasprobenlässt sih die Probenkonzentration N nur so lange erhöhen, bis die Drukgrenze desverwendeten Probenrohrmaterials erreiht ist. Bei den in dieser Arbeit verwende-ten Materialien lag diese Grenze bei a. 70MPa. Proteinproben lassen sih niht inbeliebiger Menge herstellen und können ebenso wenig beliebig tiefen Temperaturenausgesetzt werden. Die Erhöhung des Magnetfeldes B0 ist an die physikalishen Gren-zen des supraleitenden Spulenmaterials gebunden. Die maximale Magnetfeldstärkekommerzieller Spektrometer liegt zur Zeit bei 21Tesla. Die weitaus gröÿte Erhöhungder Magnetisierung erreiht man zur Zeit durh Erhöhung der Kernspinpolarisationvon hyperpolarisierten Edelgasen. Allerdings kann der für die NMR wihtigste Kern,der Wassersto�kern, niht direkt hyperpolarisiert werden. Dies kann nur durh Po-larisationsübertrag von hyperpolarisiertem Xenon-129 oder Helium-3 geshehen, wasallerdings noh reht shwierig zu realisieren ist. Ein Kapitel dieser Arbeit beshäftigtsih mit dieser Fragestellung.1.2 Die hemishe VershiebungUm Übergänge zwishen den Kern-Zeeman-Niveaus zu induzieren, werden Radio-wellen mit der sogenannten Larmor-Frequenz mit ω0 = γB0 = ∆E~ eingestrahlt. Siebeshreibt die freie Präzession eines ungestörten Kernspins um das Magnetfeld B0.Im Experiment be�nden sih die zu detektierenden Kerne jedoh in der Umgebungvon Elektronen und anderer Kerne. Dies führt dazu, dass das lokale Magnetfeld amOrt der zu detektierenden Kerne niht mit dem äuÿeren Magnetfeld B0 überein-stimmt. Dieses leiht veränderte Magnetfeld führt natürlih auh zu einer Änderungder Larmor-Frequenz, die dann durh folgende Gleihung beshrieben wird:ω = γB0(1− σ), (1.7)wobei σ die Abshirmungskonstante ist. Die Frequenzdi�erenz wird hemishe Ver-shiebung genannt. Da diese Frequenzänderung aber magnetfeldabhängig ist, wirddie hemishe Vershiebung δ in ppm (parts per million) angegeben. Sie ist de�niertdurh:

δ/ppm =ωref − ω

ω0· 106/MHz, (1.8)wobei ωref die Resonanzfrequenz einer Referenzsubstanz ist. Protonen haben einehemishe Vershiebung von bis zu 20 ppm, Xenon-129 eine Vershiebung von bis zu

KAPITEL 1. KERNMAGNETISCHE RESONANZ (NMR) 10300 ppm in Lösungen und bis zu 7500 ppm in manhen Komplexen wie XeO46.1.3 Verwendete NMR-SpektrometerIn dieser Arbeit wurden Messungen an einem 300MHz Festkörper-NMR-Spektrometer(Avane 300), einem 500MHz Flüssigkeits-NMR-Spektrometer (Avane 500) und ei-nem 800MHz Flüssigkeits-NMR-Spektrometer (Avane 800) der Firma Bruker (Karls-ruhe, Deutshland) durhgeführt, welhe Feldstärken von 7,05T , 11,74T bzw. 18,70Tbesitzen. Die Spektren am 300MHz-Gerät wurden mit dem Programm XWIN-NMR3.1 (Bruker), die am 500MHz-Gerät und am 800MHz-Gerät mit dem ProgrammTOPSPIN 1.3 (Bruker) aufgenommen und prozessiert. Die Probentemperatur wurdedurh Messung der hemishen Vershiebung von Methanol [7℄ kalibriert. Die Refe-renzierung der hemishen Vershiebung von Xenon-129 wurde mittels einer externenEihprobe durhgeführt. Hierfür wurde eine de�nierte Menge an Xenon-Gas in einProbenrohr gefüllt und die dieser Dihte entsprehende hemishe Vershiebung [49℄am Spektrometer kalibriert (siehe 8.2).

Kapitel 2Hyperpolarisation von Xenon-129In den letzten Jahren ist es zunehmend gelungen, durh Verwendung von optishenMethoden die Emp�ndlihkeit von NMR-Messungen zu erhöhen. Durh optishesPumpen von Elektronenspins und Spinaustaush auf die Kernspins von Xenon-129und Helium-3 kann ein hoher Grad an Kernspinpolarisation erreiht werden. Da dieseArt von Kernspinpolarisation weit von der Polarisation im thermishen Gleihgewiht(Boltzmann-Gleihgewiht) entfernt ist, tragen solhe Gase den Namen hyperpolari-siert. Hyperpolarisierte Gase �nden derzeit eine stetig wahsende Zahl von Anwen-dungen in der NMR und MRI. Hyperpolarisiertes Xenon wird zum Beispiel in derLungen- und Gehirnbildgebung [8, 9℄ verwendet ebenso wie in der Ober�ähen-NMR-Spektroskopie [10℄ und in der Flüssigkeits-NMR [11, 12, 9℄. Bereits in den 50-igerJahren zeigte Kastler [13℄, dass zirkular polarisiertes Liht in der Lage ist, gasförmi-gen Alkalimetall-Dampf optish zu pumpen. Dabei entsteht eine Nihtgleihgewihts-Besetzung der Elektronenniveaus (Nobel-Preis 1984). Die Theorie des Spinübertragsvon einem Alkalimetall auf Xenon-129 wurde 1984 von Happer [14℄ ausführlih darge-stellt. Im Nahfolgenden sollen nun die Grundzüge dieser Theorie beshrieben werden,die Details können z. B. in [14℄ oder [15℄ nahgelesen werden.Ein Glaszylinder, in dem sih ein Alkalimetall (Rubidium) und drei Gase (Helium,Stiksto� und Xenon) be�nden, wird soweit erhitzt, bis die gewünshte Dihte vonAlkalimetalldampf erreiht ist. Dann wird diese Pumpzelle mit zirkular polarisier-tem Laserliht (Wellenlänge entsprehend der D1-Linie, z.B. 794 nm bei Rubidium)bestrahlt, welhes vom Alkalidampf absorbiert wird. Die Photonen des Lasers über-tragen ihren Impuls auf das Alkalimetall und polarisieren dadurh dessen Valenzelek-tronen. Durh Stöÿe zwishen den Alkalimetall-Atomen und den Edelgas-Atomenkommt es zu einem teilweisen Polarisationstransfer von den Elektronen des Rubidi-ums auf die Kerne des Xenons. Dabei be�ndet sih die Pumpzelle in einem homogenen11

KAPITEL 2. HYPERPOLARISATION VON XENON-129 12Rb

XeLaser 794,8 nm

Rb

HeHe

N2

B0

XeRb

RbRb

N2

Abbildung 2.1: Shematishe Darstellung einer Pumpzelle. Im linken Teil ist deroptishe Pumpvorgang dargestellt, im rehten Teil der Polarisationsübertrag von denRubidium-Atomen auf die Xenon-Atome.Magnetfeld B0. Abbildung 2.1 zeigt shematish den generellen Ablauf des optishenPumpens und des Spinübertrags. Dieser Prozess führt shlieÿlih zu hyperpolarisier-tem Xenon-129.Im Nahfolgenden soll nun ausführliher auf die vershiedenen Shritte des Polari-sationsvorgangs eingegangen werden. Es werden die wihtigsten atomphysikalishenGrundlagen zum Verständnis des optishen Pumpvorgangs beshrieben. Auÿerdemwird auf den Spinübertrag zwishen Rubidium und Xenon eingegangen.2.1 Optishes Pumpen von Rubidium2.1.1 Energiezustände des RubidiumsIn dieser Arbeit wird das Alkalimetall Rubidium (Z = 37) optish gepumpt Ei-ne Lihtquelle (zirkular polarisiert) überführt die Valenzelektronen der Rubidium-Atome in einen angeregten Zustand. Als Alkalimetall besitzt es ein Valenzelektron inder Shale mit der Hauptquantenzahl n =5. Im Grundzustand hat der Bahndrehim-puls ~l die Drehimpulsquantenzahl l = 0 und einen Spin ~s mit der Spinquantenzahlms =

12. Da die restlihen Elektronen abgeshlossene Shalen bilden, tragen sie zumelektronishen Drehimpuls nihts bei. Der Gesamtdrehimpuls im Grundzustand ~j,besteht somit nur aus dem Spin und hat deswegen die Gesamtdrehimpulsquanten-zahl j = l + s = 1

2. Der Kern besitzt einen Gesamtdrehimpuls ~I. Jeder der oben

KAPITEL 2. HYPERPOLARISATION VON XENON-129 13

Abbildung 2.2: Die Energieniveaus der beiden im natürlihen Rubidium vorkommen-den Isotope Rubidium-85 und Rubidium-87 für die Aufspaltung der S- und P-Niveausdurh die Spin-Bahn-Kopplung (Feinstruktur, jeweils in der Mitte) und der Hyperfe-instruktur (rehts) [16℄.beshriebenen Drehimpulse ruft ein magnetishes Moment ~µ hervor. Die magneti-she Wehselwirkung zwishen dem Bahnmoment und dem magnetishen Momentdes Spins des Elektrons, die sogenannte Spin-Bahn-Kopplung führt zu einer Fein-strukturaufspaltung der Energieniveaus. Zur Charakterisierung der Energieniveausist folgende spektroskopishe Bezeihnung üblih: n2S+1LJ ; dabei bezeihnen S dieQuantenzahl des Gesamtspins, L die Quantenzahl des Gesamtbahndrehimpulses sowieJ die Quantenzahl des Gesamtdrehimpulses.1 Das Grundzustandsniveau von Rubi-dium wird mit 52S 12

und die beiden Unterniveaus des ersten angeregten Zustandsmit 52P 12

und 52P 32

beshrieben. Die Wehselwirkung zwishen dem elektronishenmagnetishen Moment und dem Kernmoment führt zu einer Kopplung von ~J und~I und zu einem Gesamtdrehimpuls ~F = ~J + ~I. Diese Wehselwirkung bewirkt eineweitere Energieniveauaufspaltung, die Hyperfeinstruktur. In Abbildung 2.2 sind dievershiedenen Energieniveaus der beiden Isotope Rubidium-85 und Rubidium-87 zusehen.Durh den Spin ~s und das damit verbundene magnetishe Moment ~µs = −gs e2m0~s1Groÿbuhstaben gelten für Mehrelektronen-Atome, kleine Symbole für einzelne Elektronen

KAPITEL 2. HYPERPOLARISATION VON XENON-129 142S

1/2

2P1/2

90 MHz

30MHz mj

mj

-1/2

-1/2

1/2

1/2

D1

0+ -Abbildung 2.3: Zeeman-Linien des D1-Überganges für Rubidium. Es wird die Auf-spaltung in einem 3,2mT starken Magnetfeld dargestellt. Darunter werden die vierEmissionslinien mit ihrer Polarisation bei senkrehter Beobahtung zu B0 gezeigt.(LANDEsher g-Faktor, Elementarladung e und Elektronen-Ruhemasse m0) kommtes zu einer Wehselwirkung des magnetishen Moments ~µs der Elektronen mit einemäuÿeren Magnetfeld B0. Diese Wehselwirkung führt zu einer Aufspaltung der Ener-gieniveaus in 2j+1 Zeeman-Niveaus und damit zu einer Ausrihtung der Elektronen-spins im Magnetfeld. Diese Terme werden durh die Quantenzahl mj = j, j−1, ...,−jbeshrieben. Der in dieser Arbeit durh das optishe Pumpen angeregte Übergang istder D1-Übergang vom Grundzustand 2S 12

in den angeregten Zustand 2P 12

. Diese bei-den Niveaus spalten in einem Magnetfeld B0 in die Zeeman-Terme mit mj = ±12 auf.2.1.2 Wehselwirkung von Rubidium und LaserlihtStrahlt man auf Rubidium-Atome in einem Magnetfeld B0 rehtszirkular polarisiertesLaserliht σ+ der Wellenlänge 794,8 nm ein, wird der erste angeregte Zustand 2P 12

mitmj = 12 selektiv bevölkert. Dieser angeregte Zustand relaxiert mit einer Wahrshein-lihkeit von 1

3bzw. 2

3in den Grundzustand 2S 1

2

mit m 12

bzw. m−

1

2

. Diese Wahrshein-lihkeiten sind durh die Clebsh-Gordan-Koe�zienten gegeben [17℄. Man benötigtalso im Durhshnitt 3 Photonen, um ein Rubidium-Atom zu polarisieren. Um dieseAusbeute zu erhöhen, wird dem Gasgemish Stiksto� beigemisht. Durh Kollisi-on mit den angeregten Rubidium-Atomen werden die angeregten Zustände gemishtund die beiden oben genannten Übergangswahrsheinlihkeiten nehmen jeweils denWert 12an. Somit sind im Mittel nur noh 2 Photonen nötig um den Elektronenspineines Rubidium-Atoms zu polarisieren. In Abbildung 2.4 ist der Pumpvorgang she-

KAPITEL 2. HYPERPOLARISATION VON XENON-129 152P

1/2

2S1/2

mj= -1/2 m

j= +1/2

Mischung der Zustände

+ 1/32/3

1/2 1/2

Abbildung 2.4: Shema des optishen Pumpens des D1-Übergangs mit den dazuge-hörigen Übergangswahrsheinlihkeiten. Die gestrihelten Pfeile zeigen das Verhaltenohne, die durhgehenden Pfeile das Verhalten mit Stiksto�.matish dargestellt. Da ein Atom im Grundzustand mit mj = 12 kein rehts zirkularpolarisiertes Liht absorbieren kann, verändert sih das Besetzungszahlverhältnis zu-gunsten dieses Zustands, bis der Rubidiumdampf völlig durhlässig für das Laserlihtgeworden und ein Höhstmaÿ an Elektronenspinpolarisation erreiht ist.Das Stiksto�gas erfüllt noh eine weitere Aufgabe. Es dient zur Unterdrükung dessogenannten radiation trapping. Da das Fluoreszenzliht gröÿtenteils niht rehtszir-kular polarisiert ist, würde eine Absorption dieses Lihts die Elektronenspinpolarisa-tion zerstören. Deshalb ist anzustreben, dass die Relaxation der angeregten Zuständestrahlungslos erfolgt. Das ist dann der Fall, wenn die freiwerdende Energie durhStöÿe mit den Stiksto�-Molekülen (Quenhing-Gas) zu Shwingungs- und Rotati-onsenergie dieser Teilhen umgewandelt wird. Da der Quenh-WirkungsquershnittσQ = 5, 8 · 10

−15 m2 [18℄ zwishen Rubidium und Stiksto� sehr hoh ist und im Ge-gensatz dazu die Relaxationsratenkonstante κRb−N2 zwishen Rubidium und Stiksto�nur bei 9,4·10−18 m3s−1 [19℄ liegt, eignet sih Stiksto� sehr gut als Quenhing-Gas.Die Linienbreite (Full Width at Half Maximum) des hier verwendeten Lasers liegtbei a. 1,3 nm. Dies ist 5 Gröÿenordnungen mehr als die natürlihe Linienbreite νna =5,7MHz [19℄ des D1-Übergangs. Um den Absorptionsvorgang e�zienter zu gestalten,muss deshalb diese Absorptionslinie verbreitert werden. Da die natürlihe Linienbreiteeiner Spektrallinie gleih dem Kehrwert der Lebensdauer τa des angeregten Zustandsist, also2 ·∆ω =

1

τa, (2.1)bietet sih zur Verkürzung der Lebensdauer der angeregten Zustände die Tehnik derStoÿverbreiterung an. Diese erreiht man durh Zugabe eines Pu�ergases, da die Stoÿ-

KAPITEL 2. HYPERPOLARISATION VON XENON-129 16rate proportional zur Teilhendihte und somit zum Druk ist. Bei der Auswahl desgeeigneten Pu�ergases ist darauf zu ahten, dass die sogenannte Spinzerstörungsrateκsd = 〈σsdv〉 (σsdv: Wirkungsquershnitt für die Kollision von 2 Stoÿpartnern mit derGeshwindigkeit v) niht zu groÿ ist. Deshalb wird in dieser Arbeit Helium als Pu�er-gas verwendet. Nah [20℄ entsteht durh Helium eine Drukverbreiterung der D1-Linievon Rubidium von 18GHz/amagat2. Es ist zu beahten, dass sih die Linienverbrei-terung bei Gasgemishen aus der Summe der einzelnen Beiträge zur Verbreiterungzusammensetzt. Für Stiksto� und Xenon liegen die Werte bei 17,8GHz/amagatbzw. 18,9GHz/amagat, allerdings sind die Konzentrationen beider Gase so gering(p (N2) ≈ 0, 050 MPa, p (Xe) ≈ 0, 004 MPa), dass sie zu vernahlässigen sind [20℄.Durh den Heliumdruk kommt es auÿerdem zu einer Vershiebung der Absorptions-wellenlänge um 4,3GHz/amagat, was bei 0,6MPa Helium einer Vershiebung von23,65GHz und somit 0,1 nm entspriht [20℄ (siehe auh: experimenteller Aufbau).2.1.3 Relaxationsraten und Ratengleihung des optishenPumpensIm Folgenden werden die Relaxationsvorgänge und die daraus resultierende Raten-gleihung für das optishe Pumpen beshrieben. Entsheidend dafür sind zwei gegen-sätzlihe Prozesse, die durh die sogenannte Spinzerstörungsrate ΓSD der Elektronenharakterisiert werden. Sie besteht aus zwei Anteilen [21℄:

ΓSD = γSE +∑

i

κisd [Mi] (2.2)Ratenkonstante Einheit Wert ZitatκRb m3s−1 3, 9 · 10−14, 4, 4 · 10−14 [22℄,[23℄κXe m3s−1 6 · 10−15 · 10.8 [24℄+[25℄3κN2 m3s−1 9 · 10−18 [19℄κHe m3s−1 2 · 10−18 [19℄Tabelle 2.1: SpinaustaushratenkonstantenDabei steht γSE für die Spinaustaushrate zwishen den Elektronen des Rubidiumsund den Kernen des Xenons; sie beshreibt somit den Polarisationstransfer zwishen2Die Dihte von 1 amagat entspriht 2,69·1019 Atomen pro m33Die Rubidium-Xenon Spinzerstörungsrate, gemessen von Bouhiat [24℄, muss mit dem sogenann-ten nulear slowing down fator, (nah Appelt [25℄) multipliziert werden.

KAPITEL 2. HYPERPOLARISATION VON XENON-129 17beiden Atomen. κisd beshreibt die Relaxationsratenkonstanten (Spinzerstörungsra-ten) für die Wehselwirkung zwishen dem Rubidium und den beteiligten Gasen bzw.dem Rubidium selbst (siehe Tabelle 2.1), die Terme in der ekigen Klammer stehenfür die entsprehenden Teilhendihten der beteiligten Stoÿpartner. Der zweite inder Pumpzelle ablaufende Prozess ist der Aufbau der Elektronenspinpolarisation undwird beshrieben durh die optishe Pumprate γopt [17℄.γopt =

∫

Φ(ν)σab(ν)d(ν), (2.3)wobei Φ(ν) der Photonen�uÿ von zirkular polarisiertem Laserliht ist und σab derAbsorptionswirkungsquershnitt für Liht der Frequenz ν.Somit kann man nun die Di�erentialgleihung für das zeitlihe Verhalten der Zu-standswahrsheinlihkeiten ρRb(±1/2) für die Besetzung des 2S 12

Zustands mit mj =±1

2aufstellen [19℄:

d

dtρRb(+1/2) =

(

ΓSD2

+ γopt

)

· ρRb(−1/2)−ΓSD2· ρRb(+1/2) (2.4)Unter der Annahme, dass zu Beginn des Pumpvorgangs der Rubidiumdampf völligunpolarisiert ist, die beiden Besetzungszahlen des Grundzustandsniveaus normiertsind, d. h. ρRb(−1/2) + ρRb(+1/2) = 1, und sih ein Plateauwert für den Maxi-malwert der Polarisation PRb einstellt, welher durh das Gleihgewiht zwishenPhotonenabsorption und Relaxation bestimmt wird, erhält man eine Lösung für dieDi�erentialgleihung 2.4 [19℄. De�niert man die Polarisation als die Di�erenz derWahrsheinlihkeiten ρRb(±1/2):

PRb = ρRb(+1/2)− ρRb(−1/2), (2.5)erhält man für das zeitlihe Verhalten der Polarisation der Elektronen des Rubidium-Atoms:PRb(t) =

γoptγopt + ΓSD

·(

1− e−(γopt+ΓSD) t) (2.6)2.2 Kernspinpolarisation von Xenon-129Der vorherige Abshnitt beshrieb die Entstehung der Elektronenspinpolarisation vonRubidium. Im folgenden wird nun dargestellt, wie der Polarisationsübertrag von denoptish gepumpten Elektronen des Rubidiums auf die Kerne des Xenon-129 vonstat-ten geht und zu hyperpolarisiertem Xenon-129 führt.

KAPITEL 2. HYPERPOLARISATION VON XENON-129 18Xe Rb

N2

N2

Xe Rb

Xe Rb

Xe Rb

Abbildung 2.5: Polarisationstransferprozesse. Links: Entstehung und Zerstörung ei-nes Rubidium-Xenon vdW Moleküls. Rehts: Zweierstoÿ zwishen Rubidium und Xe-non.2.2.1 Wehselwirkung zwishen Rubidium und XenonPrinzipiell gibt es zwei Möglihkeiten des Polarisationsübertrags von den Elektronendes Rubidiums auf die Kerne des Xenons. Einerseits geshieht dies während sih dieAtome kurzzeitig unter Einbeziehung eines dritten Partners (Helium oder Stiksto�)zu einem van der Waals (vdW) Molekül verbinden und andererseits während einfaherZweierstöÿe zwishen Rubidium und Xenon (siehe Abbildung 2.5). Dabei kommt eswährend dieser Stöÿe zu einem teilweisen Spintransfer des Rubidium-Elektronenspinsauf die Kernspins des Xenons mit einer Wahrsheinlihkeit η von 0.07 [21℄. Der Restdes Elektronenspins geht auf die translatorishen Freiheitsgrade der Atome über. DieAustaushrate γse für den Spintransfer von Rubidium auf Xenon ist gegeben durh[21℄:γse = [Rb] ·

(

〈σsev〉 +κHe[He]

)

. (2.7)Der erste Summand in der Klammer ist die Ratenkonstante für den Spinaustaushdurh binäre Kollisionen, wobei 〈σsev〉 zwishen den Werten 0,6·10−16 m3s−1 [26℄und 3,7·10−16 m3s−1 [21℄ liegt. κHe = 1, 7 · 104 s−1 [26℄ hingegen harakterisiert denSpinaustaush während der Bildung von vdW-Molekülen. Die Terme in ekiger Klam-mer bezeihnen die jeweilige Teilhendihte in amagat. Für Heliumdrüke, wie sie indieser Arbeit verwendet werden, ist allerdings der zweite Term zu vernahlässigen[15℄, da es aufgrund der hohen Teilhendihten zu vermehrten Stöÿen kommt und dievdW-Moleküle niht lange genug existieren können, um ihre Spins auszutaushen.

KAPITEL 2. HYPERPOLARISATION VON XENON-129 192.2.2 Relaxationsraten und Ratengleihungen für hyperpola-risiertes Xenon-129Ebenso wie es für polarisierte Rubidium-Atome Relaxationsvorgänge gibt, die denElektronenspin wieder zerstören, existieren auh Relaxationsprozesse für hyperpola-risierte Xenon-Atome. Nah [15℄ gibt es drei grundlegende Relaxationsmehanismen,welhe die Kernspinpolarisation zerstören können. Deshalb de�niert man wiederumeine Relaxationsrate Γ:Γ = γxe xe + γw + γm. (2.8)Hierbei beshreibt γxe xe die Relaxation durh Xenon-Xenon Stöÿe. Dieser Relaxati-onsvorgang wird von Spin-Rotations Wehselwirkungen dominiert. Die entsprehendeRelaxationsrate ist nah [15℄ de�niert durh:

γxe xe =[Xe-129]2 · 105

s−1amagat−1. (2.9)Hierbei wird die Xenondihte [Xe-129℄ in amagat angegeben.Die zweite Relaxationsrate γw steht für die Zerstörung der Kernspinpolarisation durhKollisionen der Xenon-Atome mit den Wänden der Pumpzelle, weil die Wände grund-sätzlih wegen ihrer paramagnetishen Verunreinigungen als Polarisationssenken zubetrahten sind. In diesbezüglihen Berehnungen geht man meist von 100%-igerSpinzerstörung an den Wänden aus. Allerdings ist zu vermuten, dass das Xenon sei-ne Kernspinolarisation erst nah mehreren Stöÿen mit den Wänden verliert. DieseRelaxationsprozesse sind von groÿer Bedeutung im gesamten Polarisationsprozess,siehe dazu auh [27℄. Ein Vergleih der Kernspinpolarisationen von xenon-129 PXebei 100%-iger Spinzerstörung an den Wänden und bei nur 1% Spinzerstörung zeigt,dass es dann bei der für diese Arbeit eingesetzten Laserleistung von 23W zu einerSteigerung der Kernspinpolarisation von 18% auf 30% kommen würde, siehe Ab-bildung 2.6. Da wie oben shon erwähnt, niht genau bekannt ist, wie shnell dieXenon-Atome ihren Kernspin verlieren und auf grund fehlender experimenteller Da-ten, wurde bei den Berehnungen mit den zwei extremen Grenzwerten von 1% bzw.100% Wandrelaxation gerehnet. Die Berehnungen konnten aber in gewisser Weiseexperimentell bestätigt werden. Um die Wandrelaxation so gering wie möglih zu hal-ten, wurden die Wände der Pumpzelle mit einem Silikat beshihtet (siehe 6.1). DerVergleih zwishen einer beshihteten Pumpzelle und einer unbeshihteten zeigte,dass die Kernspinpolarisation von Xenon-129 in einer beshihteten Pumpzelle uma. 15% höher liegt als in einer unbeshihteten.

KAPITEL 2. HYPERPOLARISATION VON XENON-129 20

0 50 100 150 200

0

20

40

60

80

Pola

risa

tion

PX

e/%

Laserleistung P / Watt

100 % Wandrelaxation1 % Wandrelaxation

Abbildung 2.6: Berehnungen zur Kernspinpolarisation von Xenon-129 PXe in Ab-hängigkeit der Laserleistung P für zwei untershiedlihe Wandrelaxationen [27℄.Die dritte Relaxationsrate γm beshreibt das Di�usionsverhalten der Kernspins ineinem inhomogenen Magnetfeld. Bewegt sih ein Atom in einem solhen Feld, istsein magnetishes Moment niht mehr orientiert, da diese Inhomogenität wie einzusätzlihes transversales Magnetfeld wirkt [28℄. Daher lässt sih γm folgendermaÿenberehnen:γm =

D

B20·

(

dBxdx

)2

, (2.10)wobei D die Di�usionskonstante ist und dBxdx

der Gradient transversal zum angelegtenMagnetfeld B0.Damit kann man nun ebenfalls eine Di�erentialgleihung für das zeitlihe Verhaltender Besetzungswahrsheinlihkeiten ρ(±1/2) der Kern-Zeeman-Niveaus mit mI = ±12aufstellen [17℄:d

dtρ(+1/2) =

[

Γ

2+ γseρRb(+1/2)

]

ρ(−1/2)−

[

Γ

2+ γsdρRb(−1/2)

]

ρ(+1/2). (2.11)Um diese Gleihung zu lösen, muss die Kernspinpolarisation wie folgt de�niert wer-den:PXe = ρ(+1/2)− ρ(−1/2). (2.12)Somit kann man für das zeitlihe Verhalten der Kernspinpolarisation von Xenon-129folgende Gleihung shreiben:

PXe(t) =γse

γse + Γ〈PRb〉

(

1− e−(γse + Γ) t)

, (2.13)wobei 〈PRb〉 die durhshnittlihe Rubidiumpolarisation ist.

Kapitel 3Spin Polarization-Indued NulearOverhauser E�etDer sogenannte Spin Polarization-Indued Nulear Overhauser E�et (SPINOE) istdie Übertragung von Spinpolarisation von hyperpolarisiertem Xenon-129 auf andereKerne. Erstmalig zeigten Navon et al. [9℄ dies am Polarisationstransfer von Xenon-129 auf Protonen des Benzols. Diese Art von Spintransfer kann genutzt werde, umdie Austaushraten zwishen Xenon und Molekülen zu messen und damit moleku-lare Wehselwirkungen zu bestimmen und die hemishe und strukturelle Umge-bung der Bindungsstellen zu untersuhen. Bis heute wurde der SPINOE für folgen-de Systeme angewendet: für Materialober�ähen, z. B. [29, 30℄, für α-ylodextrin[31℄, für ryptophan-A [32℄, für �üssiges Xenon [33℄, für Materialober�ähen mittelsFestkörper-NMR [34, 35℄ und für ein Lipid-Transfer-Protein [36℄. Der SPINOE eignetsih aufgrund der hydrophoben Eigenshaften des Xenons besonders zur Lokalisie-rung von hydrophoben Kavitäten in Proteinen. Durh die selektive Anreiherung desXenons in diesen Tashen [37℄ ist auh eine selektive Signalerhöhung für Protonennahe der Kavität zu erwarten. Im Folgenden wird kurz auf den theoretishen Hinter-grund des SPINOE eingegangen. Eine ausführlihe Darstellung ist z.B. bei Song [38℄nahzulesen.Man betrahte zwei Spins I und S (I = H-1 und S = Xenon-129), welhe miteinanderin dipolarer Wehselwirkung stehen. Das zeitlihe Verhalten der beiden gekoppeltenSpins kann durh folgende Di�erentialgleihungen (Solomon-Gleihungen) beshrie-ben werden:

d 〈Iz〉

dt= −ρI (〈Iz〉 − I0)− σIS (〈Sz〉 − S0) , (3.1)

d 〈Sz〉

dt= −ρS (〈Sz〉 − S0)− σSI (〈Iz〉 − I0) . (3.2)21

KAPITEL 3. SPIN POLARIZATION-INDUCED NOE 22XeH

HXe

H-1 Xe-129

Gitter

H Xe

Abbildung 3.1: Shematishe Darstellung der Spin-Gitter Relaxationsraten ρ undKreuzrelaxationsraten σ zwishen hyperpolarisiertem Xenon und Protonen in einemLösungsmittel.Dabei bezeihnet σI = 1T I1

bzw. σS = 1T S1

jeweils die Spin-Gitter-Relaxationsratender beiden Spins I bzw. S, σIS und σSI stehen für die Spinaustaushraten zwishenI←S und S←I, 〈Iz〉 und 〈Sz〉 sind die Mittelwerte der z-Komponenten der beidenKernspinoperatoren ~I und ~S, und I0 und S0 sind die dazugehörigen Gleihgewihts-werte. Abbildung 3.1 zeigt eine shematishe Darstellung der Spinaustaushprozessezwishen Xenon-129 und H-1, die in Wehselwirkung miteinander stehen. Die Lösungzu diesen Di�erentialgleihungen kann in [38℄ nahgelesen werden.Nah [39℄ lässt sih das zeitlihe Verhalten der Vergröÿerung des Protonensignals fH(t)durh den SPINOE für Protonen, die mit hyperpolarisiertem Xenon-129 in dipolarerWehselwirkung stehen, in guter Näherung shreiben als:fH(t) = −

γXeγH

fXe(0)σH XeρH

(

e−ρXe·t − e−ρH ·t)

, (3.3)wobei fXe(0) die Vergröÿerung des Xenonsignals durh hyperpolarisiertes Xenon imVergleih zu thermish polarisiertem Xenongas ist. Hierbei ist zu beahten, dass essih um die Spinpolarisation des gelösten Xenongases handelt. Auÿerdem muss fürdie Spin-Gitter Relaxationszeiten von Xenon-129 und H-1 gelten: TXe1 � TH1 (meistgültig für Xenon in Lösung). Eine andere Möglihkeit ist die Aufrehterhaltung derXenonspinpolarisation durh sogenannten ontinuous �ow. Die Kernspinpolarisati-on PF l für Xenon-129 erzeugt im Durh�uss-Betrieb und gelöst in einer Flüssigkeitbeträgt nah [40℄:PF l ≈

ρexρF lK + ρex

P0. (3.4)Dabei entspriht ρF l der Relaxationsrate T−1F l von Xenon-129 in der entsprehen-den Flüssigkeit und ρex der Austaushrate, mit der frishes Xenon in die Flüssigkeit

KAPITEL 3. SPIN POLARIZATION-INDUCED NOE 23gebraht wird. K ist eine Konstante de�niert durh: [Xe]F l = K [Xe]g. Hierbei be-zeihnet [Xe]F l die Xenondihte in der Flüssigkeit und [Xe]g die Xenondihte imGas�uss. Daraus ergibt sih für hyperpolarisiertes Xenon-129 gelöst in DMSO miteinem Ostwald Koe�zienten von 0,9, einer Durh�ussrate von 260 m3min−1 bei ei-nem Xenondruk von 0,266·105Pa, sowie einem Flüssigkeitsvolumen von 2 m3 einePolarisation PF l von 17%.Die Funktion 3.3 ist in Abbildung 3.2 graphish dargestellt. Dabei wird der exponen-tielle Anstieg der beiden Kurven von der Relaxationszeit TH1 der Protonen bestimmt.Der exponentielle Abfall des Graphen hängt von der Relaxationszeit TXe1 des gelö-sten Xenons ab. Die Kurven wurden berehnet für Xenon, gelöst in DMSO. Graph1 wurde mit T1 = ∞ berehnet. Die nahfolgenden Daten für Graph 2 wurden ex-perimentell ermittelt. Die Relaxationszeit T1 der Protonen in DMSO beträgt 3 s;somit ist ρH = 1/T1 = 0, 3 s−1. Die T1-Zeiten für Xenon, gelöst in deuteriertem DM-SO und DMSO betragen 228 s und 71 s. Das heiÿt, die Spin-Gitter-RelaxationsrateρXe wird dominiert durh Xenon-Proton-Wehselwirkungen und weniger beein�usstdurh Xenon-Xenon-Wehselwirkungen. Aus den beiden Relaxationszeiten des Xe-non, gelöst in DMSO, ergeben sih die dazugehörigen Relaxationsraten ρXe(DMSO)=1,4·10−2 s−1 und ρXe(d-DMSO) = 4,4·10−3 s−1. Nah [38℄ gilt:

σXeH =ρXe H

2≈

∆ρXe2

(3.5)mit ∆ρXe ≡ ρXe(DMSO)− ρXe(d-DMSO) undσHXeσXeH

=NXeNH

. (3.6)Somit ergibt sih aus Gleihung 3.5σHXe ≈

NXe2NH

∆ρXe. (3.7)Nun kann man, wenn die Löslihkeit von Xenon bekannt ist, den zu erwartenden SPI-NOE für Xenon in einem Lösungsmittel berehnen. Man kann aber auh, wenn mandas zeitlihe Verhalten des SPINOE experimentell bestimmt, die Spinaustaushratenzwishen Xenon und den Protonen in der Lösung bestimmen.Um die SPINOE-Signale zu messen, würde es prinzipiell genügen, ein Di�erenzspek-trum aufzunehmen. Dabei wird das H-1-Gleihgewihtssignal vom SPINOE-Signalsubtrahiert. Wegen der kurzen T1-Zeiten für Protonen und der relativ kleinen Mengean gelöstem Xenon in den meisten Lösungsmitteln ist aber das SPINOE-Signal nurum einige Prozent gröÿer als das Gleihgewihtssignal. Deshalb lassen sih keine zu-verlässigen Di�erenzspektren bilden. Darum wurde in dieser Arbeit eine Pulssequenz

KAPITEL 3. SPIN POLARIZATION-INDUCED NOE 24

50

Zeit / s

0,2

200150100

1

0,6

0,8

00

1,2

0,4

Sig

na

lerh

öh

un

g

/ w

.E.

Graph 1

Graph 2

Abbildung 3.2: Berehnung des zeitlihen Verhaltens des SPINOE-Signals für Xenongelöst in DMSO. Der exponentielle Anstieg wird durh TH1 bestimmt, der exponentielleAbfall durh TXe1 . Graph 1 beshreibt das zeitlihe Verhalten für ein System, dasim Durh�uss-Betrieb betrieben wird, d.h. für das gilt: TXe1 = ∞. Die exponentiellabfallende Kurve beshreibt das sogenannte single-bath-Experiment.von Berthault et al.[36℄ in leiht abgewandelter Form verwendet (siehe Ergebnisse)und damit ein SPINOE für Toluol sowie zum ersten mal für die Aminosäure L-Tyrosinund für die Austaushmutante I14A des HPr-Proteins gemessen.

Kapitel 4Suszeptibilitäts-E�ekte in derXenon-129 NMR-SpektroskopieDas nahfolgende Kapitel beshäftigt sih mit der Frage, ob Suszeptibilitäts-E�ekte,wie sie bei [41℄ für hoh protonierte NMR-Proben beshrieben werden, auh einenEin�uss auf die Xenon-129 und H-1-NMR-Messungen in dieser Arbeit haben. Spezi-ell erhob sih die Frage, ob und in welher Weise die dipolaren Felder, welhe aus derhohen Xenonkernspinpolarisation resultieren, die Spektren beein�ussen können.Wie bereits in Kapitel 1.2 beshrieben, hängt die Resonanzfrequenz der zu detek-tierenden Kerne stark von ihrer Umgebung ab. Dadurh herrsht an deren Ort einMagnetfeld BL, das sih vom angelegten Magnetfeld B0 untersheidet. Um BL inRelation zu B0 setzen zu können, muss die damit verbundene Magnetisierung M derProbe mit in Betraht gezogen werden. Diese Magnetisierung ist abhängig von derSuszeptibilität χv der Probe und dem angelegten Magnetfeld B0. Nah [41℄ ergibtsih für das Magnetfeld in einer NMR-Probe:

BL = (1 + (1

3− α)χv)B0. (4.1)Dabei ist α der Entmagnetisierungsfaktor, welher von der Form der Probe abhängtund für den Fall eines zylindrishen NMR-Probenrohrs mit parallel zum Magnetfeldgerihteter Längsahse gleih Null gesetzt werden kann. Der Faktor 1

3steht für einehypothetishe Lorentz-Kavität um den betrahteten Spin. Die Suszeptibilität χv hateinen para- bzw. diamagnetishen Anteil, der von den Elektronen herrührt, sowieeinen kleinen Anteil χn, der vom Kernparamagnetismus stammt. Die Kernmagneti-sierung MN im thermishen Gleihgewiht lässt sih folgendermaÿen angeben:

MNEq =χn B0

µ0. (4.2)25

KAPITEL 4. SUSZEPTIBILITÄTS-EFFEKTE 26Nah einem Hohfrequenzpuls, der die Magnetisierung um einen Winkel β dreht,ändert sih das magnetishe Feld in der Probe und somit auh die Resonanzfrequenz.Also ergibt sih nah der Einstrahlung eines Hohfrequenzpulses eine Vershiebungder Resonanzfrequenz ν0 um ∆ν [41℄ auf grund der Suszeptibilität der Probe:∆ν = −

1

3(1− cosβ)χn ν0. (4.3)Für Kerne mit Kernspin I = 1/2 lässt sih für die kernmagnetishe Suszeptibilitätshreiben:

χn =1

2µ0

N

V

h

2πγI P

1

B0, (4.4)mit Induktionskonstante µ0, Teilhendihte NV und Plank�sher Konstante h.Damit lässt sih nun die zu erwartende Vershiebung der Resonanzfrequenz auf grundvon Suszeptibilitäts-E�ekten berehnen. Im nahfolgenden werden vershiedene Fällebetrahtet:

• Als erstes wird die Resonanzvershiebung für eine Gasprobe mit 1,5MPa Xe-non im thermishen Gleihgewiht betrahtet. Dies geshieht im Vorgri� aufKapitel 10.1, in dem die Inversion eines Xenon-129-NMR-Signals beshriebenwird. Die dabei auftretende Vershiebung der Resonanzfrequenz stammt laut[41℄ niht nur vom radiation damping (siehe 10.1), sondern auh von den indiesem Kapitel beshriebenen Suszeptibilitäts-E�ekten.Aus Gleihung 4.4 ergibt sih für eine Xenongasprobe mit 1,5MPa Druk undeinem Magnetfeld von 11.74T im thermishen Gleihgewiht eine magnetisheSuszeptibilität χn von 1, 5 · 10−12. Nah Gleihung 4.3 führt dies zu einer Reso-nanzvershiebung von 0,0001Hz. Bei Linienbreiten von a. 35Hz spielt dieserE�ekt bei den in Kapitel 10.1 beshriebenen Messungen zur Inversion des Xe-nonsignals keine Rolle.• Als nähstes werden die Ein�üsse der Suszeptibilität auf die Resonanzfrequenzvon hyperpolarisiertem Xenon-129 betrahtet. Sammelt man Xenon aus 4 nah-einander ausgeführten single-bath-Experimenten ergibt sih ein Xenondrukvon a. 0,34MPa im Probenrohr. Bei einer Kernspinpolarisation von 15% er-gibt sih somit eine kernmagnetishe Suszeptibilität von 5 ·10−9 und damit eineResonazvershiebung von 0,73Hz, was bei einem 11,74T NMR-Spektrometereiner hemishen Vershiebung von 0,005 ppm entspriht. Bei typishen Linien-breiten von mehreren Hertz für die Xenonresonanzlinie spielt dieser E�ekt auhhier nur eine geringe Rolle.• Ein weiterer sehr interessanter Fall ist der Ein�uss der Suszeptibilität auf dieResonanzfrequenz der Protonen bei einem SPINOE-Experiment. Dabei wird die

KAPITEL 4. SUSZEPTIBILITÄTS-EFFEKTE 27

0 2 4 6 8 32 34 36

0

5

10

15

20

25

30

35

40 1 MPa Xenonin Toluol

1 MPa Xenonin DMSO

1 MPa Xenonin H

2O

PXe

= 10 %

PXe

= 25 %

PXe

= 60 %

Reso

nanzv

ers

chie

bung

Dn

/H

z

Xenondichte N/V / amagatAbbildung 4.1: Resonanzvershiebung ∆ν der Protonenresonanz bei SPINOE-Experimenten in Abhängigkeit von der Xenondihte am 500MHz Spektrometer. An-gegeben sind die Werte für drei vershiedene Xenonkernspinpolarisationswerte undfür drei vershiedene Lösungsmittel.Menge an Xenongas von 4 single-bath-Experimenten im Probenrohr angesam-melt. Für wässrige Lösung erhält man unter der Voraussetzung, dass sih dasXenongas komplett in H2O löst, eine Xenonkonzentration von 9 · 1024 Teilhenpro m−3. Somit ergibt sih bei einem Magnetfeld von 11,74T und einer Kern-spinpolarisation von 15% eine kernmagnetishe Suszeptibilität von 5, 6 · 10−10.Dies hat eine Vershiebung der Protonenresonanz von 0,1Hz bzw. 0,0002 ppm,zur Folge. Auh diese Vershiebung kann niht aufgelöst werden.• Führt man das SPINOE-Experiment jedoh am 800MHz Spektrometer mit1MPa Xenon gelöst in DMSO durh, ergibt sih eine Suszeptibilität von 8 ·

10−9 und eine Resonanzvershiebung der Protonen um 2,4Hz. Bei typishenLinienbreiten von a. 2Hz kann der Ein�uss der Suszeptibilität dann niht mehrvernahlässigt werden.Also zeigt sih, dass bei den im Folgenden beshriebenen Experimenten der Ein�ussder Suszeptibilität auf die Resonanzfrequenzen von Xenon-129 oder H-1 zu vernah-lässigen ist.In Abbildung 4.1 ist die Frequenzvershiebung ∆ν der Protonenresonanz bei SPINOE-Experimenten für untershiedlihe Xenonkernspinpolarisationswerte und vershiede-ne Lösungsmittel abgebildet.

Kapitel 5Biophysikalishe Eigenshaften vonXenon5.1 XenonDas einatomige Edelgas Xenon, dessen Name vom griehishen Wort xenos(fremd)abgeleitet ist, wurde 1898 von William Ramsay und Morris Travers als Nebenproduktbei der genaueren Untersuhung des aus Luft gewonnenen Rohargons entdekt. Eskommt in der Atmosphäre mit einer Häu�gkeit von 0,087 ppm vor, hat ein Atomge-wiht von 131,29 sowie 9 stabile Isotope. Dabei sind Xenon-129 mit einer natürlihenHäu�gkeit von 26,44% und Xenon-131 mit 21,29% die am häu�gsten vorkommendenIsotope [42℄. Der Atomdurhmesser von Xenon beträgt 4,42Ångström. Wegen seinerabgeshlossenen äusseren Elektronenshalen weist Xenon eine geringe hemishe Re-aktionsfähigkeit auf. Die groÿe und hoh polarisierbare Elektronenhülle maht Xenonstark lipophil [43℄. In Abbildung 5.1 ist das Phasendiagramm von Xenon zu sehen.Bei Normaldruk und Raumtemperatur liegt es im gasförmigen Zustand vor, kannaber wegen seines Siedepunktes (165,1K bei 0,1MPa) und seines Shmelzpunktes(161K bei 0,1MPa) sehr leiht in den �üssigen bzw. festen Zustand übergeführt wer-den. Der kritishe Punkt von Xenon liegt bei 5,83MPa und 289,7K, d. h shon beirelativ geringem Druk liegt Xenon bei Raumtemperatur als superkritishes Mediumvor. Daher wird Xenon im �üssigen oder superkritishen Zustand als Lösungsmitteleingesetzt [44, 45℄. Auÿerdem eignet es sih auf grund der langen T1-Relaxationszeitvon mehreren hundert Sekunden für superkritishes Xenon [44℄ und bis zu 20Minutenin �üssigen Xenon [33℄ prinzipiell als sehr gutes Lösungsmittel zur Untersuhung desPolarisationsübertrags auf andere Kerne, siehe z. B. [45℄.28

KAPITEL 5. BIOPHYSIKALISCHE EIGENSCHAFTEN VON XENON 29

100 150 200 250 3001E-4

1E-3

0,01

0,1

1kritischerPunkt

flüssig

fest

Tripelpunkt

gasförmig

Dru

ckp

/M

Pa

Temperatur T / KAbbildung 5.1: Phasendiagramm von Xenon. Der Tripelpunkt liegt bei 161,3K und81,6MPa, der kritishe Punkt bei 289,7K und 5,83MPa [46℄.5.2 Löslihkeit von XenonDie Löslihkeit von Xenon hängt neben der Art des Lösungsmittels auh von derTemperatur und dem Druk des Xenongases ab. Die Löslihkeit ist besonders groÿfür organishe Lösungsmittel (siehe Tabelle 5.1) und nihtpolare Lösungsmittel. Ta-belle 5.1 zeigt auh den stark lipophilen Charakter von Xenon. Diese gute Löslihkeitin Lipiden ist der wahrsheinlihe Grund für die anästhetishe Wirkung von Xenon.Es ist in der Lage, die Blut-Hirn-Shranke zu überwinden. Dagegen ist die geringeLöslihkeit von Xenon in Wasser darauf zurük zuführen, dass Edelgase hydrophobsowie ladungsneutral und nihtpolar sind und deshalb neutrale und unpolare Um-gebungen wie Lipide vorziehen. Somit kann Xenon auh in Zellmembranen, die ausPhospholipidshihten bestehen, eindringen. In dieser Arbeit wurde dies am Beispielder Phospholipide DHPC/DMPC gezeigt.5.3 Chemishe Vershiebung von Xenon-129Die sehr emp�ndlihe hemishe Vershiebung von Xenon-129 lässt sih auf die groÿeAnzahl von Elektronen zurükführen, die den Kern abshirmen. Wird die Elektro-nenhülle gestört, äuÿert sih dies in einer sehr emp�ndlihen Änderung der hemi-

KAPITEL 5. BIOPHYSIKALISCHE EIGENSCHAFTEN VON XENON 30Lösungsmittel Ostwald Koe�zientHexanol 4,7Toluol 3,7Benzol 3,1Öl 1,9Fettgewebe 1,3DMSO 0,9Wasser 0,1Tabelle 5.1: Löslihkeit von Xenon in vershiedenen Lösungsmitteln. Der Ost-wald�she Löslihkeitskoe�zient ist de�niert als das Verhältnis des Volumens desgelösten Xenons zum Volumen des Lösungsmittels bei Raumtemperatur und 0,1MPaDruk. Alle Werte sind aus [43℄ entnommen, der Wert für DMSO wurde durh eineeigene Messung bestimmt.shen Vershiebung. Die hemishe Vershiebung von Xenon erstrekt sih über einenBereih von bis zu 300 ppm in Lösung und über 7000 ppm in hemishen Verbindun-gen, siehe Abbildung 5.2. Zur Referenzierung wird die hemishe Vershiebung vonXenongas auf die Dihte Null extrapoliert. Die hemishe Vershiebung von Xenon-gas in Abhängigkeit von der Gasdihte und der Temperatur wurde für Dihten bis250 amagat erstmalig von Jameson [47, 48℄ bestimmt. Eigene Messungen haben dieseAbhängigkeit auf Xenondihten bis 400 amagat bei 298K ausgeweitet [49℄. Das Er-gebnis unserer Messungen ist in Abbildung 5.3 zu sehen. Um den Verlauf der Kurve zubeshreiben, musste die Gleihung von Jameson auf eine Gleihung fünfter Ordnungerweitert werden. Somit ist die hemishe Vershiebung δ de�niert durh:δ/ppm = σ1ρ + σ2ρ

2 + σ3ρ3 + σ4ρ

4 + σ5ρ5 (5.1)mit σ1 = (+0, 509± 0, 030) ppm/amagat

σ2 = (+0, 989± 0, 050) · 10−3 ppm/amagat

σ3 = (−0, 178± 0, 015) · 10−4 ppm/amagat

σ4 = (+0, 653± 0, 010) · 10−7 ppm/amagat

σ5 = (−0, 700± 0, 010) · 10−10 ppm/amagat,wobei ρ in amagat anzugeben ist.Mit steigender Dihte nehmen die Xenon-Xenon-Kollisionen, also die Ein�üsse auf dieElektronen und somit auh die hemishe Vershiebung zu. Bis a. 100 amagat liegteine lineare Abhängigkeit vor, die durh einfahe Zweierstöÿe zwishen den Xenon-Atomen hervorgerufen wird. Die Abweihung von der Linearität bei höheren Drükenwird durh Dreierstöÿe verursaht. Wehselwirkung mit den Wänden spielt nur bei

KAPITEL 5. BIOPHYSIKALISCHE EIGENSCHAFTEN VON XENON 310250050007500 ppm

XeO4-6

XeF6

XeF2

Xe aufPt/Na-Y

0100200

GasReferenz

Xe/DMSO

Xe/Blut

Xe/Myoglobin

Xe/H2O

Xe/Perflurcarbonat

Xe/Na-Y

Abbildung 5.2: Die hemishe Vershiebung von Xenon in Lösung und Festkörpern,[50℄.

0 100 200 300 400 5000

20

40

60

80

100

120

140

160

180

200

Chem

.V

ers

chie

bung

d/ppm

Xenondichte r / amagatAbbildung 5.3: Chemishe Vershiebung δ von Xenon-129 in Abhängigkeit von derXenondihte ρ bei 298K.

KAPITEL 5. BIOPHYSIKALISCHE EIGENSCHAFTEN VON XENON 32Lösungsmittel hemishe Vershiebung /ppmMethanol 148,0 [51℄Ethanol 165,0 [51℄Aeton 175,0 [51℄Toluol 188,5 (e. M.)DHPC/DMPC1 188,5 (e. M.)Wasser 190,9 (e. M.)Albumin 194,7 (e. M.)DMSO 243,5 (e. M.)Tabelle 5.2: Chemishe Vershiebung von Xenon-129 in vershiedenen Lösungsmit-teln, (e. M.: Eigene Messung).sehr geringen Dihten eine Rolle.Wie oben shon erwähnt, reagiert die Elektronenhülle des Xenons sehr emp�ndlih aufWehselwirkungen mit der hemishen Umgebung der Xenon-Atome. In Lösung sindes die Lösungsmittelmoleküle, welhe die Elektronenhülle des Xenons deformieren.Somit reagiert die Resonanzfrequenz ebenso emp�ndlih auf vershiedene Lösungs-mittel und es kommt zu sehr untershiedlihen hemishen Vershiebungen für Xenonin Lösung. Deshalb sind in Tabelle 5.2 einige Beispiele für die hemishe Vershiebungvon Xenon-129 in Lösungen angegeben.5.4 Beispiel für die Verwendung von superkritishemXenon in der Flüssigkeits-NMRSuperkritishes Xenon bietet -über den Rahmen der vorliegenden Arbeit hinaus-zahlreihe interessante Anwendungen in der NMR-Spektroskopie. In unserer Arbeits-gruppe wurden beispielsweise erstmalig Xenon-129 NMR-Messungen von inversenMizellen (geformt aus Natrium-bis-(2-ethylhexyl)-sulfosu

inat(AOT)) gelöst in su-perkritishem Xenon durhgeführt. Es gelang ebenfalls zum ersten Mal, kleine undgroÿe Biomoleküle, wie die Aminosäure Glyin und die Proteine Lysozym und Tryp-sin, in inverse Mizellen (gelöst in superkritishem Xenon) einzushlieÿen [52℄. Dabeiwurden NMR-Proben mit superkritishes Xenon bis zu einem Druk von 70MPa her-gestellt, sowie die optimalen Bedingungen zur Bildung von inversen Mizellen studiert.In Abbildung 5.4 ist ein zugeordnetes H-1 NMR-Spektrum inverser Mizellen gelöstin superkritishem Xenon zu sehen.1Dihexanoyl Phosphatidylholin (DHPC), Dimyristoyl Phosphatidylholin (DMPC)

KAPITEL 5. BIOPHYSIKALISCHE EIGENSCHAFTEN VON XENON 33

AOT(CH-1)

Chemische Verschiebung /ppmd

34 25 1

AOT(CH )3

AOT(CH )2

AOT(CH -1`)2

AOT(CH -3/3`)2

H O2

AOT(CH-4/4`)

O

OO

O

O S3-

O

O

O

O

OS

3-

O

O

O

O

OS

3-

O

OO

O

OS

3-

O

O O

O

OS3-

O

O

O

O

OS3 -

O

O

O

O

OS3 -

O

O

O

O

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O

O

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OS3

-

O

O

O

O

OS3

-

O

O

O

O

OS3

-

S O

O

OOO

O

O

11`

2

2`

3`

3

4`4

-

AOT

0Abbildung 5.4: H-1 NMR-Spektrum von inversen Mizellen, geformt aus 50mM AOTin superkritishem Xenon bei 15MPa und 298K [52℄.

Teil IIIExperimentelles

34

Kapitel 6Experimenteller AufbauEin wesentliher Teil der vorliegenden Arbeit bestand in dem Aufbau und der Opti-mierung einer Apparatur zur Erzeugung von hyperpolarisiertem Xenon. Im Folgen-den wird der experimentelle Aufbau der Anlage zur Hyperpolarisation von Xenon-129beshrieben, die in Anlehnung an Driehuys et al. [21℄ in Zusammenarbeit mit der me-hanishen Werkstatt der biologishen Fakultät konstruiert wurde, ebenso wie die fürdie NMR-Messungen nötige Hohdrukmessapparatur.6.1 Die Apparatur zur Polarisation des XenongasesAbbildung 6.1 zeigt eine shematishe Darstellung der entwikelten Anlage. Wie shonin der Theorie ausführlih erläutert, wird das Xenon indirekt hyperpolarisiert. Diesgeshieht durh optishes Pumpen des Leuhtelektrons des Rubidiums (D1-Linie)und anshlieÿenden Polarisationstransfer von den Elektronen auf die Kernspins desXenon-129. Das zirkular polarisierte Laserliht tri�t auf die gläserne Pumpzelle, wel-he sih in einem Ofen be�ndet. Der Glaszylinder enthält Rubidiumdampf, Stiksto�,Helium und Xenon. Nah dem Ende des Pumpvorgangs gelangt das Gasgemish übereinen PVC-Shlauh in die gläserne Kühlfalle. Das Xenon friert aus, wohingegen Stik-sto� und Helium gasförmig bleiben und vom System abgepumpt werden. Wenn dasgesamte Xenon ausgefroren ist, wird es mit heiÿem Wasser wieder aufgetaut und indie Hohdrukmessapparatur umgefroren. Danah kann es zum NMR-Spektrometertransportiert werden. Da sih das Hohdrukrohr ebenfalls in �üssigem Stiksto�und im homogenen Magnetfeld eines Hufeisenmagneten be�ndet, kann das hyperpo-larisierte Xenon ohne nennenswerte Polarisationsverluste (siehe 6.1.5) transportiertwerden. 35

KAPITEL 6. EXPERIMENTELLER AUFBAU 36He

Xe

N2

Mg

Ofen

Mischk.

Laser

Pump-zelle

Helmholtz-spulen

Kühl-falle

Vakuumpump-stand

MagnetHochdruck-messapparatur

Helmholtz-spulen

Abbildung 6.1: Shematishe Darstellung der Anlage zur Erzeugung von hyperpolari-siertem Xenon-129.Im Nahfolgenden werden die einzelnen Komponenten des Systems ausführlih be-shrieben.6.1.1 Das LasersystemDas Lasersystem besteht aus einem Halbleiterdiodenlaser und einem Polarisator (sie-he Abbildung 6.3) der Firma Coherent (Dieburg, Deutshland). Der Laser ist ein sogenanntes FAP-System (Fiber Array Pakaged-System). Die Halbleiterlaser-Barrensind als Breitstreifen-Quantum-Well -Halbleiterlaser ausgeführt. Auf den 19 Breit-streifen-Emittern ist jeweils eine Glasfaser aufgesetzt. Diese werden in einem SMA-Steker zusammengeführt, von dem das Laserliht in eine Multimodenfaser mit einemKerndurhmesser von 800µm geführt wird [53℄. Auf das Gehäuse des Geräts wird einearmierte, 5m lange Glasfaser mit einem Durhmesser von 800µm aufgeshraubt undmit dem Polarisator verbunden, der u.a. den Laserstrahl auf a. 2 m aufweitet. DerLaser besitzt eine Ausgangsleistung von 25Watt bei einer Zentralwellenlänge (λZ)von 794,8 nm und eine Linienbreite (FWHM) von a 1,3 nm. Die Laserleistung wirdmit einem Powermeter der Firma Ophir Optronis (USA) gemessen. Bei dem in der

KAPITEL 6. EXPERIMENTELLER AUFBAU 37

792 793 794 795 796 797 798

Wellenlänge l / nm

792 793 794 795 796 797 798

Wellenlänge l / nm

a b

3E5

2E5

1E5

Inte

ns

itä

t /

w.

E.

Abbildung 6.2: a) Emissionsspektrum mit λZ = 794,7 nm bei pg = 0,65MPab) Emissionsspektrum mit λZ = 794,8 nm bei pg = 0,65MPa.Pumpzelle herrshenden Gesamtdruk von pg = 0,65MPa kommt es zu einer Vershie-bung der Zentralwellenlänge um 23,65GHz auf 794,7 nm wie es in [20℄ beshriebenund wie auh durh eigene Messungen bestätigt werden konnte, siehe Abbildung 6.2.Deshalb musste die Emissionswellenlänge korrigiert werden. Um dies zu erreihen,wurde der Diodenstrom von 34,6A auf 33,2A verringert. Allerdings geht dabei auhdie Ausgangsleistung des Lasers auf 23W zurük.Um eine möglihst hohe Rubidium-Elektronenspinpolarisation zu erhalten, muss dasLaserliht rehtszirkular polarisiert sein (siehe 2.1.1), denn jedes niht rehts zirkularpolarisierte Photon würde einen anderen als den angestrebten Übergang anregen unddie Rubidiumspinpolarisation senken. Der von der Firma Coherent gelieferte Polari-sator garantiert einen zirkularen Polarisationsgrad von mindestens 95%.6.1.2 Das optishe SpektrometerUm den optishen Pumpvorgang überwahen und auf möglihe Fehler reagieren zukönnen, wird ein optishes Spektrometer eingesetzt. Das High-Resolution MiniatureFiber Opti Spetrometer HR2000 (Firma OeanOptis, In., Dunedin, USA), ist einsehr kleines Spektrometer zur Detektion des Laserstrahls, welhes aufgrund seinerhohen Au�ösung von bis zu 0,035 nm besonders gut zur Detektion des Laserpro�lswährend des optishen Pumpens geeignet ist. Ein wihtiges Indiz zur Beurteilungdes Pumpvorgangs ist das Entstehen des sogenannten Dips im Emissionsspektrum

KAPITEL 6. EXPERIMENTELLER AUFBAU 38

Abbildung 6.3: Laser (links) mit Polarisator (rehts).792 793 794 795 796 797 798

Wellenlänge l / nm792 793 794 795 796 797 798

Wellenlänge l / nm

Dip

3E5

2E5

1E5

Inte

nsit

ät

/ w

. E

.

a bAbbildung 6.4: a) Emissionsspektrum des Lasers b) Emissionsspektrum mit ge-kennzeihnetem Dip.(entspriht der Verringerung der Intensität des Laserlihts als Folge der Absorptionder Rubidium-Atome, siehe Abbildung 6.4). Mit diesem Spektrometer ist es möglih,kostengünstig und ohne komplizierten Messaufbau das Emissionsspektrum aufzuneh-men und während des optishen Pumpens zu verfolgen.Um das HR2000 zu betreiben, wird es über ein USB-Kabel an ein Notebook ange-shlossen und durh die mitgelieferte Software OOIBase32 gesteuert. Das Laserlihtwird über ein 1,5m langes Glasfaserkabel mit einem Durhmesser von 0,2 m in dasSpektrometer geleitet. Das Spektrometer wurde durh die Liefer�rma den Erforder-nissen dieser Arbeit angepasst (eine ausführlihe Funktionsbeshreibung des Spektro-meters ist im spetrometer manual zu �nden).

KAPITEL 6. EXPERIMENTELLER AUFBAU 39

Abbildung 6.5: Das optishe Spektrometer HR2000 mit USB-Anshluss (rehts) undoptishem Glasfaserkabel (links).6.1.3 Das Gasgemish und der PumpstandZur Herstellung von hyperpolarisiertem Xenongas werden die Gase Helium, Stiksto�und Xenon in die Pumpzelle gefüllt. Die Gase strömen über Hohdrukshläuhe zurApparatur und gelangen über ein Kupferrohr zur sogenannten Mishkammer, einemMetallzylinder mit a. 20 l Volumen (siehe Abbildung 6.6). Diese kann über zwei Ab-sperrhähne vom übrigen System getrennt werden. In der gesamten Anlage dürfen alsAbsperrhähne keine Nadelventile verwendet werden, da diese den hohen Drüken vonbis zu 0,7MPa niht standhalten. Wie sih beim Arbeiten mit der Anlage zeigte, wer-den Nadelventile mit zunehmender Zeit undiht und es gelangt Luft in die Anlage,was zur Verunreinigung des Rubidiums führt. Die verwendeten Kugelhähne sind mitentsprehender Vorsiht, das heiÿt sehr langsam, zu ö�nen, damit sih der Druk (vorallem in der gläsernen Pumpzelle) niht shlagartig aufbauen kann. Die Mishkammerist mit zwei Manometern versehen, mit deren Hilfe das rihtige Mishungsverhältnisder drei Gase eingestellt wird. Für niedrige Drüke bis 0,4MPa wird ein digitalesManometer Leo2 der Firma Keller (Shweiz) verwendet, während hohe Drüke bis2,5MPa an dem analogen Manometer (Kobold, Sindel�ngen, Deutshland) abgele-sen werden. Der Unterdruk wird mit einem analogen Manometer der Firma Alatelgemessen. Wie shon ausführlih im Theorieteil beshrieben, reagiert das Systemsehr sensibel auf paramagnetishe Verunreinigungen. Daher ist es wihtig, vor demBefüllen in der gesamten Apparatur ein möglihst hohes Vakuum herzustellen. Miteiner Drehshieber-Vakuumpumpe (VakUUbrand, Wertheim, Deutshland), die alsVorpumpe dient, wird die Apparatur zunähst auf a. 1·10−6MPa evakuiert. Danahwird eine Turbomolekularpumpe (Leybold, Deutshland) zugeshaltet, welhe dasgesamte System auf a. 1·10−9MPa evakuiert und somit Ultrahohvakuum erzeugt.

KAPITEL 6. EXPERIMENTELLER AUFBAU 40

Abbildung 6.6: Links: Der Pumpstand mit Vorpumpe (blau) und Turbomolekularpum-pe. Rehts: Die zylinderförmige Mishkammer mit den aufgeshraubten Manometernund links davon der Polarisator.Zusätzlih be�ndet sih kurz vor dem Eingang zur Pumpzelle ein Metallrohr, das miteinem Heizdraht umwikelt ist, welher die im Rohr verteilten Magnesiumspäne er-hitzt. Diese �hemishe Falle� befreit die verwendeten Gase von Verunreinigungen wieWasser- oder Sauersto�resten. Wie sih beim Experimentieren zeigte, würde das Ru-bidium sofort oxidieren, wenn das Gasgemish ohne diese Reinigung in die Pumpzelleströmen würde.6.1.4 Die Pumpzelle• Die Pumpzelle wurde von der Glasbläserei der Fakultät für Chemie und Phar-mazie der Universität Regensburg angefertigt. Sie besteht aus einem zylinderför-migen Borosilikat-Glasmit 10,4 m Länge, einem Aussendurhmesser von 2,4 msowie einer Wandstärke von 0,3 m und einem Volumen von a. 32 m3. Ein-und Ausgang können jeweils mit einem Absperrventil geö�net bzw. geshlossenwerden. Das Einlassventil besteht aus Edelstahl, das Auslassventil aus Mes-sing. Der Messinghahn wurde als Ersatz für einen Nadelventilmessinghahn mitMikrometershraube eingebaut, da das ursprünglihe Edelstahlnadelventil diegesamte Polarisation zerstörte. Alle Ventile, Kupferrohre und PVC-Shläuhewerden über Swagelok -Klemmring-Vershraubungen untereinander verbunden.

KAPITEL 6. EXPERIMENTELLER AUFBAU 41Durhgeführte Drukmessungen ergaben, dass die Pumpzelle Drüken bis zumindestens 1,4MPa standhält.Wie numerishe Berehnungen, die in unserer Arbeitsgruppe durhgeführt wur-den [27℄, zeigten, ist die Zylinderform der Pumpzelle einer Kugelform vorzuzie-hen. Der Durhmesser des Laserstrahls kann zwar am Polarisator bis auf a.3 m aufgeweitet werden. Da er aber die Pumpzelle komplett ausleuhten muss,um eine optimale Rubidiumpolarisation zu erreihen, würde eine Kugel mit3 m Durhmesser ein zu geringes Volumen besitzen, um gröÿere Xenonmengenzu erhalten. Im Vergleih zu der hier verwendeten Pumpzelle wäre das Kugelvo-lumen um über die Hälfte kleiner und entsprehend weniger hyperpolarisiertesXenon stünde während einer single-bath-Messung zur Verfügung. Trotzdem istes anzustreben, die Ober�ähe der Pumpzelle, an der Wandrelaxation auftretenkann, möglihst klein zuhalten. Ein Zylinder hat dann eine minimale Ober�ähewenn gilt: (r/l)=1/2. Wie unsere Berehnungen aber gezeigt haben, hängt dasoptimale Verhältnis von Radius zu Länge (r/l) hauptsählih von der verwen-deten Laserleistung ab. Wie in Abbildung 6.7 zu sehen ist, hat die Geometrieder Pumpzelle für Laserleistungen, wie sie in dieser Arbeit verwendet werdenkaum einen Ein�uss auf die Xenonkernspinpolarisation. Allerdings haben un-sere Berehnungen auh gezeigt, dass das hier verwendete r/l-Verhältnis sehrgut für Laserleistungen zwishen 45-120W geeignet ist, was in Zukunft, wenndie Anlage mit einem zweiten Laser ausgerüstet werden sollte, von Vorteil seinwird. Bei sehr hoher Laserleistung (>120W) ist dann erwartungsgemäÿ ein(r/l)-Verhältnis von 1/2 am günstigsten, siehe oben.Um die Pumpzelle vor Korrosion durh das aggressive Rubidium zu shützenund um vor allem den Ein�uss von Wandrelaxationsprozessen so gering wiemöglih zu halten [54℄, wurden Ausfriereinheit und Pumpzelle mit SurfaSil be-shihtet (Herstellung und Verarbeitung der Beshihtung siehe 7.3). Die ge-messenen Xenonkernspinpolarisationswerte einer beshihteten Pumpzelle la-gen fast doppelt so hoh wie die einer unbeshihteten.Eine gebrauhte Pumpzelle kann maximal zwei Mal wieder mit frishen Ru-bidium gefüllt werden, da sie nur sehr shwer von den Überresten des altenRubidiums zu reinigen ist. Dies ist vor allem dann ein Problem, wenn sihRubidiumdampf am Eintrittsfenster der Pumpzelle niedershlägt. Durh denLaserstrahl wird das Rubidium bzw. seine Verbindungen auf der Sheibe einge-brannt und kann dann selbst mit Salzsäure niht mehr entfernt werden.

KAPITEL 6. EXPERIMENTELLER AUFBAU 42

0 50 100 150 200 250

0

10

20

30

40

50

r / l = 0.10r / l = 0.58r / l = 1.06

Pola

risa

tion

PX

e/%

Laserleistung P / WattAbbildung 6.7: Abhängigkeit der Xenon-129 Kernspinpolarisation von der Laserlei-stung für drei vershiedene Radius-zu-Länge Verhältnisse r/l, jeweils mit konstantemPumpzellenvolumen von 31 m3 [27℄.• Um die Zeeman-Aufspaltung der elektronishen Energieniveaus zu erreihen, er-zeugen zwei selbst gebaute Helmholtzspulen mit einem Durhmesser von 34 mund 190 Windungen Kupferdraht bei einem Strom von 3,2A ein Magnetfeldvon B0= 3,2mT. Die Magnetfeldlinien sind parallel zum Laserstrahl gerihtet.• Der Ofen besteht aus einem quaderförmigen Metallgehäuse, welhes innen mitIsoliermaterial ausgekleidet ist. Die Temperatur wird über eine Bruker Tem-periereinheit gesteuert, die mit einem Fehler von ±1K behaftet ist. Im Ofenbe�nden sih vorn und hinten je ein Fenster, damit der Laserstrahl in die Pump-zelle einstrahlen und auf der anderen Seite wieder aus dem Ofen austretenkann. Dadurh kann das Glasfaserkabel des optishen Spektrometers auÿerhalbdes Ofens befestigt werden. Während das Austrittsfenster aus handelsüblihenFensterglas besteht, wird als Eintrittsfenster für den Laserstrahl ein speziellesoptishes Glas aus Borosilikat (BOROFLOAT R©, Edmund Optis, Karlsruhe)verwendet. Dieses garantiert, dass der Laserstrahl ohne gröÿeren Leistungsver-lust in den Ofen eintreten kann.

KAPITEL 6. EXPERIMENTELLER AUFBAU 43

Abbildung 6.8: Die gläserne Pumpzelle im Ofen. Rehts und links sind die Helmholtz-spulen zu sehen.6.1.5 Die Ausfriereinheit für das hyperpolarisierte XenonUm das Xenongas von den anderen Gasen im Gasgemish zu trennen, wird eineKühlfalle verwendet, die als U-förmiges Glasrohr mit einem Innendurhmesser von0,5 m und einer Gesamtlänge von 25 m ausgebildet ist. Dieses Rohr ist ebensowie die Pumpzelle mit SurfaSil beshihtet. Es besitzt an beiden Enden einen Glas-�ansh, der durh Shraubhülsen mit der Anlage verbunden wird. Die Kühlfalle istvon einem Kryogefäÿ mit �üssigem Stiksto� umgeben und be�ndet sih in einemhomogenen Magnetfeld von a. 0,04T, welhes ein Hufeisenmagnet erzeugt. Die tiefeTemperatur und das Magnetfeld gewährleisten, dass die T1-Zeit, also die Spin-Gitter-Relaxationszeit des gefrorenen Xenons, bei a. 1 h liegt [55℄ und das Xenon somitbeim Ausfrieren und dem Transport zum Spektrometer keinen gröÿeren Polarisati-onsverlust erleidet. Zwishen der Kühlfalle und der Hohdrukmessapparatur sindzwei weitere Helmholtzspulen eingebaut. Sie haben einen Durhmesser von 12 mund je 6Windungen und erzeugen bei 10A ein homogenes Magnetfeld von 0,6mT.Dieses Magnetfeld dient dem Erhalt der Kernspinpolarisation während des Umfrie-rens des hyperpolarisierten Xenongas von der Kühlfalle in die Messapparatur (6.2).Wie Kontrollmessungen gezeigt haben, können nur a. 60% des gesamten Xenonga-

KAPITEL 6. EXPERIMENTELLER AUFBAU 44

Abbildung 6.9: Die Messapparatur zum Transport des hyperpolarisierten Xenons(links) und die Kühlfalle zum Ausfrieren des hyperpolarisierten Xenons (rehts).ses ausgefroren werden. Zur Messung der tatsählihen Xenongasmenge im Proben-rohr der Messapparatur wurde das ausgefrorene Gas in ein vorde�niertes Volumen(V = 262 m3) zurük gefüllt und der sih einstellende Gleihgewihtsdruk mittelseines sehr genauen Manometers (Cerava CTR90, Firma Leybold, Köln, Deutsh-land) gemessen. Somit konnte die ausgefrorene Menge an hyperpolarisiertem Xenonbestimmt werden. Diese Tehnik wurde auh benutzt, um die Kernspinpolarisationdes hyperpolarisierten Xenons zu bestimmen (Details zur Bestimmung der Polarisa-tion sind in 8.2 zu �nden). Die Tatsahe, dass niht die gesamte Menge an Xenon,welhe in der Pumpzelle polarisiert wurde ausgefroren werden konnte, erwies sih be-sonders bei Messungen mit geringen Xenonpartialdrüken als Problem (siehe 8.3.4).Vor Verwendung des gläsernen U-Rohr als Kühlfalle wurde versuht, das Xenon di-rekt aus der Pumpzelle in die Messapparatur umzufrieren. Dies erwies sih aber alsniht zwekmäÿig, da man auf diese Weise nur a. 20% der geamten Xenonmengeals Ausbeute erhielt. Auÿerdem zeigte sih, dass die Hohdrukshläuhe, ebenso wiedie Kupferrohre, zu Relaxationsprozessen führen. Deshalb wurden sie durh PVC-Shläuhe ersetzt.

KAPITEL 6. EXPERIMENTELLER AUFBAU 45

Abbildung 6.10: Das Hohdrukrohr: Zusammengebaut (links) und in seine Einzelteilezerlegt (rehts).6.2 Die HohdrukmessapparaturenDie in Abbildung 6.9 dargestellte Messapparatur dient dem Transport des gefrore-nen, hyperpolarisierten Xenons und als Probenröhrhen für die Messungen am NMR-Spektrometer. Wie bereits oben erwähnt, wird sie ebenso wie die in 6.1.5 beshriebeneKühlfalle zur Erhaltung der Xenonkernspinpolarisation während des Transports in ei-nem Stiksto�dewar mit Hufeisenmagnet transportiert. Diese Messapparatur ist eineverbesserte Version der von unserer Arbeitsgruppe bereits früher konzipierten Ap-paratur für NMR-Messungen bei hohen Drüken, deren detaillierter Aufbau in [49℄beshrieben ist. Hauptuntershied zu der in dieser Arbeit für die reinen Gasmessungenverwendeten Apparatur ist das Glasrohr. Da der Druk des ausgefrorenen hyperpola-risierten Xenons weniger als 1MPa beträgt, konnte ein Glasrohr aus Borosilikat mit14 m Länge und 1 m Auÿendurhmesser in den Titanzylinder eingeklebt werden.Das Volumen der Apparatur beträgt 10,1 m3. Auÿerdem wurde der Dihtungskol-ben aufgebohrt, um zu erreihen, dass das hyperpolarisierte Gas möglihst shnellumgefüllt werden kann.Da das Volumen dieses Probenröhrhens für Flüssigkeitsmessungen zu groÿ ist undein höherer Xenondruk für eine besserer Löslihkeit des hyperpolarisierten Xenonsvon Vorteil ist, wurde für diese Messungen ein Hohdrukrohr verwendet, welhes

KAPITEL 6. EXPERIMENTELLER AUFBAU 46wieder nah dem in [49℄ beshriebenen Prinzip aufgebaut ist. Es besitzt im Gegen-satz zum oben erwähnten Messrohr ein Einkristall-Saphirrohr (Saphikon, USA) mit0,5 m Auÿendurhmesser und mit einem Gesamtvolumen von 0,9 m3, wobei das Sa-phirröhrhen niht mehr fest mit dem Titangehäuse verbunden ist, sondern lediglihin eine Titanhülse geklebt und dann ins Gehäuse eingeshraubt wird und somit leihtvon diesem getrennt werden kann (siehe Abbildung 6.10). Allerdings sind die Saphir-röhrhen weniger gut geeignet, wenn die Proben häu�ger eingefroren und aufgetautwerden müssen, besonders wenn das Auftauen mit heiÿemWasser geshehen muss, wiees beim shnellen Auftauen des hyperpolarisierten Xenons am NMR-Spektrometer derFall ist. Durh die shnellen Temperaturänderungen entstehen im Saphir Spannun-gen, die zu Rissen und somit zum Bersten des Rohrs führen können. Das Glasrohrhingegen ist in dieser Beziehung weniger emp�ndlih.

Kapitel 7Verwendete Materialien7.1 RubidiumDas in dieser Arbeit verwendete Rubidium (Firma Sigma Aldrih, Saint Louis, USA)hat einen Reinheitsgrad von 99,6%. Das Atomgewiht von Rubidium beträgt 85,4678,es hat zwei natürlihe Isotope, Rb-85 und Rb-87 und sein Shmelzpunkt liegt bei312K. In frishem Zustand ist es bei Raumtemperatur ein silberfarbener Feststo�,der jedoh mit zunehmendem Sauersto�gehalt seine Besha�enheit ändert, wie manaus Abbildung 8.5 entnehmen kann. Dabei ändert es seine Farbe von Silber über Goldbis hin zu Weiÿ im völlig oxidiertem Zustand. Daher ist das Rubidium in der Pump-zelle immer dann, wenn es im �üssigen Zustand goldfarben wurde, durh frishesersetzt worden.Das Rubidium, welhes niht in die Pumpzelle gefüllt wurde, wurde unter Argonatmo-sphäre in einer Glove-Box aufbewahrt, da es ansonsten heftig mit Sauersto� reagiertund zur Selbstentzündung neigt. Aus diesem Grund erfolgte auh die Befüllung derPumpzelle mit frishem Rubidium in der Glove-Box, ebenfalls unter Argonatmosphä-re.7.2 GaseAlle verwendeten Gase stammen von der Firma Linde Gas (Höllriegelskreuth, Deutsh-land).• Xenon, Reinheit 4.0• Stiksto�, Reinheit 5.3 47

KAPITEL 7. VERWENDETE MATERIALIEN 48• Helium, Reinheit 5.07.3 SilikonbeshihtungDie Lösung zur Beshihtung der Pumpzelle und der Kühlfalle wurde aus n-Hexan unddem Siloxan SurfaSil (Firma Piere Chemial Company, Rokford, USA) hergestellt.Dazu wurde dem n-Hexan 10% SurfaSil beigemisht und diese Lösung a. 20 Minutenin den beiden Gefäÿen stehen gelassen. Dann wurden die Objekte mit n-Hexan undmit Methanol gespült, um Wehselwirkungen mit Wasser zu verhindern. Nah einerTrokenzeit von 1 Tag konnten die Gläser wieder verwendet werden.7.4 LösungsmittelAls Lösungsmittel kamen Toluol, D2O, H2O, DMSO sowie deuteriertes DMSO (allebis auf H2O Firma Merk, Darmstadt, Deutshland) zur Verwendung.7.5 BizellenZwei Phospholipide mit untershiedlihen Kettenlängen bilden eine Lipid-Doppel-shiht. Diese sogenannten Bizellen sind doppellagige, diskusförmige Aggregate, diedurh langkettige Bestandteile gebildet werden und deren Enden durh kurzkettigeKomponenten stabilisiert werden. Die in dieser Arbeit verwendeten Bizellen entste-hen in wässriger Lösung aus den zwei Phospholipiden Dihexanoyl Phosphatidylholin(DHPC) und Dimyristoyl Phosphatidylholin (DMPC) [56, 57℄. Abbildung 9.5 (Ka-pitel 9.2.2) ist eine shematishe Zeihnung einer Bizelle, die aus DHPC und DMPC,besteht.Die Bizellen-Lösung wurde der in [56℄ beshriebenen Prozedur folgend hergestellt.Dabei lag das molare Verhältnis von DMPC/DHPC bei 3:1 und die Konzentrati-on (Gewiht/Volumen) bei 10%. Als Lösung wurde ein Pu�er bestehend aus 10mMPhosphatpu�er, 0,15mM Natriumazid sowie 10% D2O mit einem pH�Wert von 6,6verwandt. Zusätzlih wurde etwas Hexadeyl (etyl)trimethyl ammonium bromid(CTAB) zur Stabilisierung der Bizellen beigemisht.

KAPITEL 7. VERWENDETE MATERIALIEN 497.6 Aminosäure L-TyrosinDas L-Tyrosin, Sigma Aldrih (Saint Louis, USA), wurde in D2O gelöst, zweimallyophilisiert und anshlieÿend wieder in D2O aufgenommen, so dass eine Probenkon-zentration von 10mM erreiht wurde. Da das Tyrosin in D2O nur shleht löslih ist,musste der pH�Wert mit Natronlauge auf 11,5 eingestellt werden.7.7 Protein HPr(I14A)Für die SPINOE-Experimente wurde die I14A-Austaushmutante des Histidine--ontaining Phosphoarrier Proteins (HPr) verwendet. Diese Mutante des a. 9 kDashweren Proteins entsteht durh Austaush der Aminosäure Isoleuin-14 mit derAminosäure Alanin. Dadurh wird eine künstlihe Kavität mit a. 4Ångström Durh-messer gesha�en. In Abbildung 10.9 ist die Struktur des HPr(I14A) dargestellt.Zur Herstellung einer Probe wird das HPr im nahfolgend aufgeführten Pu�er aufge-nommen, zweimal lyophilisiert und danah jeweils in reinem D2O gelöst, so dass eineProbe mit einer Konzentration von 1mM entsteht.HPr Pu�erKaliumphosphatpu�er 20mMKaliumhlorid 100mMEDTA 0,1mMNatriumazid 1mMPepstatin 1µMLeupeptin 1µMBPTI 0,1µMDSS 0,1mMLösungsmittel 93% H2 und 7% D2OpH 7,14 (mit KOH eingestellt)

Teil IVErgebnisse und Diskussion

50

Kapitel 8Optishes Spinaustaush-Pumpen imsingle-bath-Betrieb8.1 Protokoll einer single-bath-MessungIm Nahfolgenden wird ein typishes single-bath-Experiment zur Herstellung vonhyperpolarisiertem Xenon-129 beshrieben.Zu Beginn jeder neuen Messreihe wird die Heizung eingeshaltet und die Pumpzellefür a. 2 Stunden bei 418K geheizt. Danah wird die gesamte Apparatur (bis aufdie Pumpzelle) auf a. 1·10−9 MPa evakuiert. Anshlieÿend werden die gewünshtenMengen an Xenon (a. 4·10−3 MPa), Stiksto� (a. 55·10−3MPa) und Helium (a.0,6MPa) in die Mishkammer gefüllt und dann das Ventil zur �hemishen Falle�(Metallrohr gefüllt mit Magnesiumspänen), welhe zuvor auf 373K geheizt wird, ge-ö�net. Die Pumpzelle wird pro Pumpzyklus etwa 4 Minuten lang mit dem Laser(ILaser = 33,2A , Diodentemperatur 285,5K, was 23W entspriht) bestrahlt. Wäh-renddessen wird zunähst das Ventil der Hohdrukmessapparatur geö�net und danndas Ausgangsventil der Pumpzelle, dies jedoh sehr langsam, da sih sonst ein Druk-stoÿ aus der mit 0,6MPa gefüllten Pumpzelle shlagartig auf die ganze Anlage auswir-ken würde. Das Gas strömt dann in die Ausfriereinheit. Da sih das gläserne U-Rohrin �üssigem Stiksto� be�ndet, friert das Xenon aus, Helium und Stiksto� jedohniht. Die letzteren Gase können deshalb abgepumpt werden. Wenn ein Vakuum vona. 1·10−6MPa erreiht ist, wird das Ventil am Vakuumpumpstand geshlossen, alsnähstes das Ventil an der Pumpzelle und shlieÿlih das Ventil vor dem U-Rohr.Dann wird der Laser ausgeshaltet und der Strom für die zwei kleinen Magnetspuleneingeshaltet. Für manhe Anwendungen ist es nötig, gröÿere Mengen von hyperpola-risiertem Xenon zu erzeugen, weshalb dann mehrere single-bath-Experimente nah-51

KAPITEL 8. DER SINGLE-BATCH-BETRIEB 52einander ausgeführt werden. Dazu bleiben die Ventile vor dem Pumpstand und vordem Glasrohr geö�net. Es wird sofort frishes Gas in die Pumpzelle nahgefüllt unddie Hyperpolarisation von Xenon beginnt von Neuem. Wenn alle Ventile der Anlagegeshlossen sind, wird das Xenoneis mit heiÿem Wasser so shnell wie möglih aufge-taut und in das Hohdrukrohr, welhes sih ebenfalls in �üssigem Stiksto� be�ndet,umgefroren. Zum Shluss wird dieses Rohr durh das Ventil wieder geshlossen, vonder Anlage abgetrennt und zum Messen ans Spektrometer getragen. Ein Pump-undAusfrierzyklus dauert a. 6Minuten, wobei man eine durhshnittlihe Xenonkern-spinpolarisation von 25% erreiht.Am Spektrometer wird das gefrorene Xenon im Streufeld des Magneten aufgetaut.Dafür wird es für a. 8 s in heiÿes Wasser gehalten und danah sofort in den Magneteneingeführt.8.2 Bestimmung der Kernspinpolarisation von hy-perpolarisiertem Xenon-129Die Kernspinpolarisation des hyperpolarisiertem Xenon-129 kann man durh den In-tensitätsvergleih der NMR-Signale der hyperpolarisierten Probe und einer Eihprobeim thermodynamishen Gleihgewiht bestimmen. Die Gleihgewihtskernspinpolari-sation Peq von Xenon-129 in einem Magnetfeld B0 von 7T liegt bei Raumtemperaturbei 7·10−4 %. Dieser Wert wurde als Eihwert verwendet. Die KernspinpolarisationPhyp von hyperpolarisiertem Xenon-129 kann über folgende Gleihung berehnet wer-den:

Phyp = PeqgeqpeqIhypghypphypIeq

. (8.1)Dabei sind geq und ghyp die Empfängerverstärkung am NMR-Spektrometer der Pro-be im Gleihgewiht und der hyperpolarisierten Probe, peq und phyp die jeweiligenGasdrüke im Probenrohr und Ieq und Ihyp die Integrale der NMR-Signale. Die In-tegrale wurden von XWIN-NMR mit der Integrate-Funktion berehnet, die Verstär-kungsfaktoren entsprehen den reeiver gain-Werten während der Signalaufnahme amSpektrometer. Vor jeder Messung wurde eine Eihprobe mit 1,5MPa Xenon herge-stellt. Dabei wurde die benötigte Menge an Xenongas von einem kalibrierten Volumen(V0=262 m3) in die evakuierte Hohdrukmessapparatur (V1=10,1 m3) überfroren.Dasselbe Verfahren wurde verwendet, um die genaue Menge an ausgefrorenem, hy-perpolarisiertem Xenon zu ermitteln, nur in umgekehrter Reihenfolge. In Abbildung8.2 sind die NMR-Spektren einer Eihprobe mit 1,5MPa Xenon und einer Probe mit

KAPITEL 8. DER SINGLE-BATCH-BETRIEB 53

2 0 -2

Chemische Verschiebung d / ppm

10 8 6

Chemische Verschiebung d / ppmAbbildung 8.2: Links: NMR-Spektrum von 1,5MPa Xenon-129 im thermishenGleihgewiht als Eihprobe. Rehts: Xenon-Spektrum von 0,008MPa hyperpolari-siertem Xenon-129 mit einer Kernspinpolarisation PXe=27%.10 8 6

Chemische Verschiebung d / ppmAbbildung 8.1: Gleihes Xenon-NMR-Spektrum wie oben, nur mitvergröÿerter Skalierung: 1,5MPaXenon im thermishen Gleihgewihtals Eihprobe.

hyperpolarisiertem Xenon-129, die einen Xe-nondruk von 0,008MPa hat, zu sehen. DieKernspinpolarisation des hyperpolarisiertenXenons lag in diesem Fall bei a. 27%, was ei-ner Erhöhung auf das 39000-fahe der Gleih-gewihtskernspinpolarisation entspriht. Da-bei war das NMR-Signal des hyperpolarisier-ten Xenon-129 im Vergleih zum Gleihge-wihtssignal a. 200 Mal gröÿer. Die unter-shiedlihen hemishen Vershiebungen derSignale ergeben sih aus Gleihung 5.1 durhdie untershiedlihen Xenondrüke in den Pro-benrohren. In Abbildung 8.1 ist das gleihe Spektrum wie in Abbildung 8.2 zu sehen.Hierbei wurde nur die Skalierung vergröÿert, um das Eihsignal besser erkennen zukönnen.Im Zusammenhang mit der Bestimmung der Xenonkernspinpolarisation ist daraufhinzuweisen, dass die in der Pumpzelle erzeugte Kernspinpolarisation höher liegt,als die bei diesem Verfahren gemessene Kernspinpolarisation im Messr