Идеальная цепочка - Ideal chain

An идеальная цепочка (или цепь со свободными сочленениями) является самой простой моделью для описания полимеры, Такие как нуклеиновые кислоты и белки. Он предполагает только полимер как случайная прогулка и игнорирует любые взаимодействия между мономеры. Хотя он прост, его общий характер дает представление о физика полимеров.

В этой модели мономеры представляют собой жесткие стержни фиксированной длины. л, и их ориентация полностью не зависит от ориентации и положения соседних мономеров до такой степени, что два мономера могут сосуществовать в одном месте. В некоторых случаях у мономера есть физическая интерпретация, например аминокислота в полипептид. В других случаях мономер - это просто сегмент полимера, который можно смоделировать как дискретную, свободно соединенную единицу. Если так, л это Длина Куна. Например, хроматин моделируется как полимер, в котором каждый мономер представляет собой сегмент длиной примерно 14-46 т.п.н.^[1]

Модель

N mers образуют полимер, общая развернутая длина которого составляет:

${\displaystyle L=N\,l}$, куда N это количество мер.

В этом очень простом подходе, при котором взаимодействия между мерами не рассматриваются, энергия полимера считается независимой от его формы, что означает, что при термодинамическое равновесие, все его конфигурации формы с одинаковой вероятностью возникнут, поскольку полимер колеблется во времени в соответствии с Распределение Максвелла – Больцмана.

Позвоните нам ${\displaystyle {\vec {R}}}$ полный сквозной вектор идеальной цепи и ${\displaystyle {\vec {r}}_{1},\ldots ,{\vec {r}}_{N}}$ векторы, соответствующие отдельным мерам. Эти случайные векторы имеют компоненты в трех направлениях пространства. Большинство выражений, приведенных в этой статье, предполагают, что число мер N большой, так что Центральная предельная теорема применяется. На рисунке ниже показан эскиз (короткой) идеальной цепи.

Два конца цепочки не совпадают, но они колеблются друг относительно друга, так что, конечно же:

${\displaystyle \langle {\vec {R}}\rangle =\Sigma _{i=1}^{N}\langle {\vec {r}}_{i}\rangle ={\vec {0}}~}$

На протяжении всей статьи ${\displaystyle \langle \rangle }$ скобки будут использоваться для обозначения значить (значений, взятых с течением времени) случайной величины или случайного вектора, как указано выше.

поскольку ${\displaystyle {\vec {r}}_{1},\ldots ,{\vec {r}}_{N}}$ находятся независимый, следует из Центральная предельная теорема это ${\displaystyle {\vec {R}}}$ распределяется согласно нормальное распределение (или гауссовское распределение): именно в 3D, ${\displaystyle R_{x},R_{y},}$ и ${\displaystyle R_{z}}$ распределяются в соответствии с нормальное распределение из значить 0 и из отклонение:

${\displaystyle \sigma ^{2}=\langle R_{x}^{2}\rangle -\langle R_{x}\rangle ^{2}=\langle R_{x}^{2}\rangle -0}$

${\displaystyle \langle R_{x}^{2}\rangle =\langle R_{y}^{2}\rangle =\langle R_{z}^{2}\rangle =N\,{\frac {l^{2}}{3}}}$

Так что ${\displaystyle \langle {\vec {R^{2}}}\rangle =N\,l^{2}=L\,l~}$. Сквозной вектор цепочки распределяется согласно следующему функция плотности вероятности:

${\displaystyle P({\vec {R}})=\left({\frac {3}{2\pi Nl^{2}}}\right)^{3/2}e^{-{\frac {3{\vec {R}}^{2}}{2Nl^{2}}}}}$

Среднее расстояние от конца до конца полимера составляет:

${\displaystyle {\sqrt {\langle {\vec {R^{2}}}\rangle }}={\sqrt {N}}\,l={\sqrt {L\,l}}~}$

Величина, часто используемая в физике полимеров, - это радиус вращения:

${\displaystyle {\mathit {R}}_{G}={\frac {{\sqrt {N}}\,l}{{\sqrt {6}}\ }}}$

Стоит отметить, что указанное выше среднее расстояние от конца до конца, которое в случае этой простой модели также является типичной амплитудой колебаний системы, становится пренебрежимо малым по сравнению с общей длиной развернутого полимера. ${\displaystyle N\,l}$ на термодинамический предел. Этот результат является общим свойством статистических систем.

Математическое замечание: строгая демонстрация выражения плотности вероятности ${\displaystyle P({\vec {R}})}$ не так прямолинейно, как кажется выше: из применения обычного (1D) Центральная предельная теорема можно сделать вывод, что ${\displaystyle R_{x}}$, ${\displaystyle R_{y}}$ и ${\displaystyle R_{z}}$ распределяются по центру нормальное распределение отклонения ${\displaystyle N\,l^{2}/3}$. Тогда приведенное выше выражение для ${\displaystyle P({\vec {R}})}$ не единственный, который совместим с таким дистрибутивом для ${\displaystyle R_{x}}$, ${\displaystyle R_{y}}$ и ${\displaystyle R_{z}}$. Однако, поскольку компоненты векторов ${\displaystyle {\vec {r}}_{1},\ldots ,{\vec {r}}_{N}}$ находятся некоррелированный для рассматриваемого случайного блуждания следует, что ${\displaystyle R_{x}}$, ${\displaystyle R_{y}}$ и ${\displaystyle R_{z}}$ являются также некоррелированный. Это дополнительное условие может быть выполнено, только если ${\displaystyle {\vec {R}}}$ распределяется согласно ${\displaystyle P({\vec {R}})}$. В качестве альтернативы, этот результат также можно продемонстрировать, применив многомерное обобщение Центральная предельная теорема, или через симметрия аргументы.

Общность модели

Хотя описанная выше элементарная модель совершенно не адаптирована к описанию реальных полимеров в микроскопическом масштабе, она действительно показывает некоторую актуальность в макроскопическом масштабе в случае полимера в растворе, мономеры которого образуют идеальную смесь с растворителем (в В этом случае взаимодействия между мономером и мономером, молекулой растворителя и молекулой растворителя, а также между мономером и растворителем идентичны, и энергия системы может считаться постоянной, подтверждая гипотезы модели).

Однако актуальность модели ограничена даже в макроскопическом масштабе тем фактом, что она не учитывает какой-либо исключенный объем для мономеров (или, говоря химическими терминами, не учитывает стерические эффекты ).

Другие модели флуктуирующего полимера, которые не учитывают взаимодействие между мономерами и исключенный объем, например червеобразная цепь модели, все асимптотически сходятся к этой модели на термодинамический предел. Для этой аналогии Сегмент Куна , соответствующая эквивалентной длине мономера, рассматриваемой в аналогичной идеальной цепи. Количество сегментов Куна, которые следует учитывать в аналогичной идеальной цепи, равно общей длине развернутого полимера, деленной на длину сегмента Куна.

Энтропийная эластичность идеальной цепи

Если два свободных конца идеальной цепи прикреплены к какому-либо микроманипуляционному устройству, то на это устройство действует сила со стороны полимера. Энергия идеальной цепи постоянна, и, следовательно, ее среднее по времени значение внутренняя энергия, также постоянна, что означает, что эта сила обязательно проистекает из чисто энтропийный эффект.

Эта энтропийная сила очень похоже на давление, испытываемое стенками коробки, содержащей идеальный газ. В внутренняя энергия из идеальный газ зависит только от его температуры, а не от объема контейнера, в котором он находится, поэтому это не энергия эффект, который увеличивает объем коробки, как газ давление делает. Это означает, что давление идеального газа имеет чисто энтропийный источник.

Каково микроскопическое происхождение такого энтропийный сила или давление? Самый общий ответ состоит в том, что эффект тепловых флуктуаций имеет тенденцию приближать термодинамическую систему к макроскопическому состоянию, которое соответствует максимуму в количестве микроскопических состояний (или микросостояний), совместимых с этим макроскопическим состоянием. Другими словами, тепловые флуктуации приводят систему к макроскопическому состоянию максимума. энтропия.

Что это означает в случае идеальной цепи? Во-первых, для нашей идеальной цепочки микроскопическое состояние характеризуется суперпозицией состояний ${\displaystyle {\vec {r}}_{i}}$ каждого отдельного мономера (с я отличается от 1 к N). В своем растворителе идеальная цепь постоянно подвергается ударам от движущихся молекул растворителя, и каждый из этих ударов переводит систему из ее текущего микроскопического состояния в другое, очень похожее микроскопическое состояние. Для идеального полимера, как будет показано ниже, существует больше микроскопических состояний, совместимых с коротким расстоянием от конца до конца, чем микроскопических состояний, совместимых с большим расстоянием от конца до конца. Таким образом, для идеальной цепи, максимизируя ее энтропия означает уменьшение расстояния между двумя его свободными концами. Следовательно, сила, которая стремится разрушить цепь, действует идеальная цепь между двумя ее свободными концами.

В этом разделе значить от этой силы будет выведено. Общность выражения, полученного при термодинамический предел затем будет обсуждаться.

Идеальная цепь при ограничении длины

В этом подразделе будет рассмотрен случай идеальной цепи, два конца которой прикреплены к неподвижным точкам. Вектор ${\displaystyle {\vec {R}}}$ соединение этих двух точек характеризует макроскопическое состояние (или макросостояние) идеальной цепи. Каждому макросостоянию соответствует определенное количество микросостояний, которые мы будем называть ${\displaystyle \Omega ({\vec {R}})}$ (Микросостояния определены во введении к этому разделу). Поскольку идеальная цепь энергия постоянно, каждое из этих микросостояний имеет равную вероятность возникновения. В энтропия связанный с макросостоянием, таким образом, равен:

${\displaystyle S({\vec {R}})=k_{B}\log(\Omega ({\vec {R}}))}$, куда ${\displaystyle k_{B}}$ является Постоянная Больцмана

Вышеприведенное выражение дает абсолютную (квантовую) энтропия системы. Точное определение ${\displaystyle \Omega ({\vec {R}})}$ потребуется квантовая модель идеальной цепи, что выходит за рамки данной статьи. Однако мы уже рассчитали плотность вероятности ${\displaystyle P({\vec {R}})}$ связан с сквозным вектором неограниченный идеальная цепочка, выше. Поскольку все микросостояния идеальной цепочки имеют одинаковую вероятность, ${\displaystyle P({\vec {R}})}$ пропорционально ${\displaystyle \Omega ({\vec {R}})}$. Это приводит к следующему выражению для классического (относительного) энтропия идеальной цепочки:

${\displaystyle S({\vec {R}})=k_{B}\log(P({\vec {R}}))+C_{st}}$,

где ${\displaystyle C_{st}}$ фиксированная константа. Позвоните нам ${\displaystyle {\vec {F}}}$ сила, приложенная цепью к точке, к которой прикреплен ее конец. Из приведенного выше выражения энтропия, мы можем вывести выражение этой силы. Предположим, что положение двух концов идеальной цепочки теперь не фиксируется, а контролируется оператором. Оператор контролирует эволюцию сквозного вектора ${\displaystyle {\vec {R}}}$. Если оператор меняет ${\displaystyle {\vec {R}}}$ на крошечную сумму ${\displaystyle {\vec {dR}}}$, то вариация внутренняя энергия цепи равна нулю, так как энергия цепи постоянна. Это условие можно записать как:

${\displaystyle 0=dU=\delta W+\delta Q~}$

${\displaystyle \delta W}$ определяется как элементарное количество механическая работа переводится оператором в идеальную цепочку, и ${\displaystyle \delta Q}$ определяется как элементарное количество тепла, передаваемое растворителем идеальной цепи. Теперь, если мы предположим, что преобразование, наложенное оператором на систему, является квазистатическим (т. Е. Бесконечно медленным), то преобразование системы будет обратимым во времени, и мы можем предположить, что во время перехода из макросостояния ${\displaystyle {\vec {R}}}$ к макро-состоянию ${\displaystyle {\vec {R}}+{\vec {dR}}}$, система проходит через серию термодинамическое равновесие макросостояния. Это имеет два последствия:

• во-первых, количество высокая температура полученный системой во время преобразования, можно связать с изменением ее энтропия:

${\displaystyle \delta Q=TdS~}$, куда Т - температура цепи.

• во-вторых, чтобы преобразование оставалось бесконечно медленным, значить сила, прикладываемая оператором к конечным точкам цепи, должна уравновешивать значить сила, оказываемая цепью на ее конечные точки. Вызов ${\displaystyle {\vec {f}}_{op}}$ сила со стороны оператора и ${\displaystyle {\vec {f}}}$ силу, действующую на цепь, мы имеем:

${\displaystyle \delta W=\langle {\vec {f}}_{op}\rangle \cdot {\vec {dR}}=-\langle {\vec {f}}\rangle \cdot {\vec {dR}}~}$

Таким образом, мы приходим к следующему:

${\displaystyle \langle {\vec {f}}\rangle =T{\frac {dS}{\vec {dR}}}={\frac {k_{B}T}{P({\vec {R}})}}{\frac {dP({\vec {R}})}{\vec {dR}}}~}$

${\displaystyle \langle {\vec {f}}\rangle =-k_{B}T{\frac {3{\vec {R}}}{Nl^{2}}}~}$

Вышеприведенное уравнение - это уравнение состояния идеальной цепи. Поскольку выражение зависит от Центральная предельная теорема, он точен только в пределах полимеров, содержащих большое количество мономеров (то есть термодинамический предел ). Это также справедливо только для небольших расстояний от конца до конца по отношению к общей длине контура полимера, где поведение похоже на пружину. Поведение в более широких диапазонах сил можно смоделировать, используя канонический ансамбль, идентичный намагничиванию парамагнитных спинов. Для произвольных сил зависимость силы растяжения будет иметь вид Функция Ланжевена ${\displaystyle {\mathcal {L}}}$:

${\displaystyle {\frac {R}{Nl}}=\coth \left({\frac {fl}{k_{B}T}}\right)-{\frac {k_{B}T}{fl}}={\mathcal {L}}\left({\frac {fl}{k_{B}T}}\right),}$

где расширение ${\displaystyle R=|{\vec {R}}|}$.

Для произвольных удлинений зависимость сила-расширение может быть аппроксимирована следующим образом:^[2]

${\displaystyle {\frac {fl}{k_{B}T}}={\mathcal {L}}^{-1}\left({\frac {R}{Nl}}\right)\approx 3{\frac {R}{Nl}}+{\frac {1}{5}}\left({\frac {R}{Nl}}\right)^{2}\sin \left({\frac {7R}{2Nl}}\right)+{\frac {\left({\frac {R}{Nl}}\right)^{3}}{1-{\frac {R}{Nl}}}}}$,

где ${\displaystyle {\mathcal {L}}^{-1}}$ это обратное Функция Ланжевена, N - количество связей^[3] в молекуле (следовательно, если молекула имеет N связей, она имеет N + 1 мономеров, составляющих молекулу).

Наконец, модель может быть расширена до еще более широких диапазонов сил путем включения модуля упругости по длине контура полимера. То есть, позволяя длине каждой единицы цепи упруго реагировать на приложенную силу.^[4]

Идеальная длина замены полимера с резервуаром

В этом подразделе, как и в предыдущем, два конца полимера прикреплены к устройству для микроманипуляции. Однако на этот раз устройство не удерживает два конца идеальной цепи в фиксированном положении, а, скорее, поддерживает постоянное тянущее усилие. ${\displaystyle {\vec {f}}_{op}}$ на идеальной цепочке. В этом случае два конца полимера колеблются вокруг значить должность ${\displaystyle \langle {\vec {R}}\rangle }$. Идеальная цепь реагирует с постоянной противоположной силой. ${\displaystyle {\vec {f}}=-{\vec {f}}_{op}}$

Для идеальной цепи, меняющей длину цепи с резервуаром, макросостояние системы характеризуется вектором ${\displaystyle {\vec {f}}}$.

Изменение между идеальной цепочкой фиксированной длины и идеальной цепью, контактирующей с резервуаром длины, очень похоже на изменение между микроканоническим ансамблем и каноническим ансамблем (см. Статистическая механика статья об этом)^{[нужна цитата ]}. Переход от состояния, в котором фиксированное значение накладывается на определенный параметр, к состоянию, в котором система может обмениваться этим параметром с внешним миром. Рассматриваемый параметр - энергия для микроканонического и канонического описаний, тогда как в случае идеальной цепи параметром является длина идеальной цепи.

Как и в микроканоническом и каноническом ансамблях, два описания идеальной цепи различаются только тем, как они трактуют флуктуации системы. Таким образом, они эквивалентны на термодинамический предел. В уравнение состояния идеальной цепи остается прежним, за исключением того, что ${\displaystyle {\vec {R}}}$ теперь подвержен колебаниям:

${\displaystyle {\vec {f}}=-k_{B}T{\frac {3\langle {\vec {R}}\rangle }{Nl^{2}}}~}$.

Идеальная цепь при постоянном силовом ограничении - расчет

Схема идеальной цепи, скованной постоянной силой.

Рассмотрим свободно сочлененную цепочку из N связей длины ${\displaystyle l}$ подвержен действию постоянной силы растяжения f, приложенной к его концам вдоль оси z, и температуры окружающей среды ${\displaystyle T}$. Примером может служить цепочка с двумя противоположными зарядами + q и -q на концах в константе электрическое поле ${\displaystyle {\vec {E}}}$ применяется вдоль ${\displaystyle z}$ ось, как показано на рисунке справа. Если прямой Кулоновское взаимодействие между зарядами игнорируется, то есть постоянная сила ${\displaystyle {\vec {f}}}$ на двух концах.

Различные конформации цепи не равновероятны, потому что они соответствуют разной энергии цепи во внешнем электрическом поле.

${\displaystyle U=-q{\vec {E}}\cdot {\vec {R}}=-{\vec {f}}\cdot {\vec {R}}=-fR_{z}}$

Таким образом, разные конформации цепи имеют разные статистические Факторы Больцмана ${\displaystyle exp(-U/k_{B}T)}$.^[3]

В функция распределения является:

${\displaystyle Z=\sum _{states}exp(-U/k_{B}T)=\sum _{states}exp({fR_{z} \over k_{B}T})}$

Каждые мономер связь в цепочке характеризуется вектором ${\displaystyle {\vec {r_{i}}}}$ длины ${\displaystyle l}$ и углы ${\displaystyle \theta _{i},\varphi _{i}}$ в сферическая система координат. Сквозной вектор можно представить как: ${\displaystyle R_{z}=\sum _{i=1}^{N}l{\text{ }}\cos \theta _{i}}$. Следовательно:

${\displaystyle {\begin{aligned}Z=&\int \exp({fl \over k_{B}T}\sum _{i=1}^{N}\cos \theta _{i})\prod _{i=1}^{N}\sin \theta _{i}d\theta _{i}d\varphi _{i}=\\&\left[\int _{0}^{\pi }2\pi {\text{ }}\sin \theta _{i}{\text{ }}\exp({fl \over k_{B}T}\cos \theta _{i})d\theta _{i}\right]^{N}=\\&\left[{2\pi \over fl/(k_{B}T)}[\exp({fl \over k_{B}T})-\exp(-{fl \over k_{B}T})]\right]^{N}=\\&\left[{4\pi {\text{ }}\sinh(fl/(K_{B}T)) \over fl/(k_{B}T)}\right]^{N}\end{aligned}}}$

В Свободная энергия Гиббса G можно непосредственно вычислить из статистической суммы:

${\displaystyle G(T,f,N)=-k_{B}T{\text{ }}ln{\text{ }}Z(T,f,N)=-Nk_{B}T[ln(4\pi {\text{ }}sinh({fl \over k_{B}T}))-ln({fl \over k_{B}T})]}$

Здесь используется свободная энергия Гиббса, поскольку ансамбль цепочек соответствует постоянной температуре ${\displaystyle T}$ и постоянная сила ${\displaystyle f}$ (аналогично изотермино-изобарический ансамбль, который имеет постоянную температуру и давление).

Среднее расстояние от конца до конца, соответствующее данной силе, можно получить как производную от свободной энергии:

${\displaystyle <R>=-{\partial G \over \partial f}=Nl[coth({fl \over k_{B}T})-{1 \over fl/(k_{B}T)}]}$

Это выражение Функция Ланжевена ${\displaystyle {\mathcal {L}}}$ , также упомянутые в предыдущих параграфах:

Среднее расстояние ${\displaystyle \left\langle {\vec {R}}\right\rangle }$ цепи в зависимости от ${\displaystyle \alpha }$.

${\displaystyle {\mathcal {L}}(\alpha )=coth(\alpha )-{1 \over \alpha }}$ куда, ${\displaystyle \alpha ={fl \over k_{B}T}}$.

При малых относительных удлинениях (${\displaystyle \left\langle R\right\rangle \ll R_{max}=lN}$) зависимость примерно линейная,

${\displaystyle {\mathcal {L}}(\alpha )\cong {\alpha \over 3}}$ для ${\displaystyle \alpha \ll 1}$

и следует Закон Гука как показано в предыдущих параграфах:

${\displaystyle {\vec {f}}=K_{B}T{3\left\langle {\vec {R}}\right\rangle \over Nl^{2}}}$

Смотрите также

• Полимер
• Червеобразная цепь, более сложная полимерная модель
• Длина Куна
• Переход спираль-глобула

внешняя ссылка

Рекомендации

1. Риппе, Карстен (2001). «Установление контактов на полимере нуклеиновой кислоты». Тенденции в биохимических науках. 26 (12): 733–740. Дои:10.1016 / S0968-0004 (01) 01978-8.
2. Петросян, Р. (2016). «Улучшенные приближения для некоторых моделей расширения полимеров». Rehol Acta. 56: 21–26. arXiv:1606.02519. Дои:10.1007 / s00397-016-0977-9.
3. Полимерная физика ISBN  019852059-X, 76, Рубинштейн
4. Smith, SB; Finzi, L; Бустаманте, С. (1992). «Прямые механические измерения эластичности отдельных молекул ДНК с помощью магнитных шариков». Наука. 258 (5085): 1122–6. Bibcode:1992Научный ... 258.1122С. Дои:10.1126 / science.1439819. PMID  1439819.