Рубин А.Б., Шинкарев В.П. Транспорт электронов в биологических системах

Подождите немного. Документ загружается.

Определение.

Если

стационарном состоянии

(dpJdt—О,

..., п) полное число переходов системы

за

единицу вре-

мени

из произвольного состояния

( в

соседнее

ним состояние

/ равно полному числу переходов системы

из

состояния

/ в

со-

стояние

piCiii^piaji,

(6.2)

то говорят, что справедлив принцип детального равновесия

[Ландсберг, 1974].

этом соотношении

р,— стационарные

значения

вероятностей состояний

i и /,

определяемые исходя

из

системы (6.1),

которой все производные положены равными

нулю и использовано условие нормировки

/>,=

Таким образом, принцип детального равновесия

утверждает,

что

в стационарном состоянии должно наблюдаться равенство ско-

ростей перехода комплекса из t-ro состояния

соседнее

ним

/-е состояние

наоборот.

Несложно понять, что из условия стационарности

dpi/dt=O

для схемы переходов

между

состояниями комплекса еще не вы-

текает принцип детального равновесия,

в то

время как из спра-

ведливости последнего для произвольных (не обязательно ста-

ционарных) вероятностей

следует,

что реализуется стационар-

ное состояние,

котором

0. Следовательно, требование

стационарности, данное

определении, является, вообще говоря,

излишним,

однако удобно, поскольку позволяет легко находить

вероятности, фигурирующие

формуле (6.2).

В дальнейшем мы наложим

на

систему дифференциальных

уравнений (6.1) некоторые ограничения, которые связаны

тем,

что мы исключаем из рассмотрения случаи, когда какой-либо

сомножитель

выражении (6.2) равен нулю.

Во-первых,

будем

предполагать, что стационарные вероят-

ности

всех

рассматриваемых состояний комплекса отличны

от

нуля. Для этого,

свою очередь, нужно потребовать, чтобы

из

каждого состояния комплекса

за

конечное число шагов можно

было попасть

любое

другое

состояние комплекса (см. гл.

2).

Во-вторых, матрица коэффициентов системы уравнений (6.1)

должна быть такой, что если константа скорости

перехода

из

i-ro состояния

/-е состояние больше нуля,

то и

обратная кон-

станта скорости ац перехода из /-го состояния

в i-e

состояние

также больше нуля.

Таким образом,

дальнейшем рассматривается поведение

лишь такого мультиферментного комплекса,

которого все со-

стояния

соединены

между

собой обратимыми переходами

(рис.

28).

121

Покажем

теперь, что при условии справедливости принципа

детального равновесия можно ввести понятие химического по-

тенциала отдельного состояния комплекса.

Рассмотрим для простоты три сообщающихся

между

собой

состояния

i, j, i. i z± j j^ l. Согласно принципу детального рав-

новесия

для стационарных вероятностей рассматриваемых со-

стояний

справедливы равенства р

{

ац=р^а^,

pia

}

i=p,aij.

Исклю-

Рис.

28. Примеры (а и б) муль-

тиферментных

комплексов, все

состояния

которых соединены

между собой обратимыми пере-

ходами

чив из этих равенств вероятность p

легко найти связь

между

pi и p

,— — п, ; О.;;

fi *} № If tf /С Л\

{

и '

где Кц — константа равновесия перехода комплекса

между

/ и /

состояниями,

Кц — ——. Аналогично этому для любых

двух

со-

стояний

комплекса /и s найдутся соединяющие их состояния

/,-..., q, r, причем справедливо следующее соотношение

между

стационарными

вероятностями, получаемое последовательным

применением

принципа детального равновесия:

Р, — Р

rAr()-

• • Л#. \O.Oj

Это выражение показывает, что отношение стационарных вероят-

ностей состояний комплекса определяется произведением кон-

стант равновесия, вычисленных вдоль пути, соединяющего рас-

сматриваемые состояния. Если имеется

другой

путь, соединяю-

щий

эти же два состояния (пусть это

будет

путь, определяемый

состояниями

/,, .. ., <7„ гО, то, последовательно применяя

прин-

цип

детального равновесия, получим аналогичное выражение

pi=p.K

aTl

iqi

• • • • • Км-

(6.6.)

Сравнение

полученного выражения с формулой (6.5) приводит

заключению, что если

между

двумя состояниями i и s имеется

несколько

соединяющих их путей, то величина произведения кон-

стант равновесия вдоль этих путей не зависит от того, вдоль ка-

кого пути вычисляется произведение констант равновесия, а оп-

ределяется только самими состояниями i и s. В частности, если

122

имеется некий цикл, в котором находятся состояния t и s:

то необходимо, чтобы произведение

всех

констант равновесия,

вычисленное при прохождении всего цикла, например, по часо-

вой стрелке, было равно единице, или, что то же, произведение

констант скорости в прямом направлении равно произведению

констант скорости в обратном направлении [см., например,

Волькенштейн, 1978]:

a^ ...

дг

,=а,

гя

...

.-d,^.

(6.7)

Легко понять, что если произведение констант равновесия,

вычисленное вдоль цикла, содержащего состояния i и s, равно 1,

то логарифм этого произведения

будет

равен нулю. Следова-

тельно, если определить

такую

функцию Е на состояниях комп-

лекса, E(i)=E

(

, что

01п-^-= £, — £.-, (6.8)

то функция состояний Е позволит просто выразить свойства

произведения констант равновесия, которые обсуждались выше.

В частности, с помощью введенной функции Е соотношение

(6.5) принимает следующий вид: Bin -J- — 0

In(K

• ••••

K,i) =

=(£

—£,)+(£,—£,)+

.+(£/—£,)

£,—£

Очевидно, так вве-

денная функция Е определена только с точностью до произволь-

ной

аддитивной постоянной. Коэффициент 0 в равенстве (6.8)

введен для согласования единиц измерения.

Таким образом, из принципа детального равновесия вытекает

следующее

фундаментальное соотношение:

In •£*-= £, — £(. (6.9)

Он

показывает, что логарифм отношения стационарных вероят-

ностей

двух

любых

(не обязательно соседних) состояний пропор-

ционален разности функции Е от этих состояний. В дальнейшем

функцию Е мы

будем

называть энергией, а ее значение E

{

=E(i)

на

i-м состоянии — энергией t-ro состояния комплекса.

Из

соотношения (6.9) вытекает, что в стационарных условиях

для

любых

двух

состояний i и s наблюдается равенство

следую-

щих величин

(6.10)

123

Будем называть величину р

{

=Е

{

+в\пр

(

химическим потенциалом

i-ro состояния комплекса. Соотношение

(6.10)

показывает, что

при

условии справедливости принципа детального равновесия в

стационарном

состоянии химические потенциалы

всех

состояний

равны

друг

другу:

ш-ц,

(6.11)

где ц — стационарное значение химического потенциала.

Через стационарное значение химического потенциала ц, ис-

ходя из формулы (6.10), для вероятности /?,- можно записать сле-

дующее

простое соотношение

^ = ^-

£<)/6

(6.12)

Подставляя выраженные таким образом вероятности p

в усло-

вие нормировки (6.3), получим

e-u/е = 2 <Г

(6.13)

или,

что то же, ц = — 0 In I 2

' I

•

Следовательно, соотно-

шение

(6.12), определяющее стационарную вероятность t-ro со-

стояния

комплекса, можно записать также в следующем виде:

Это соотношение показывает, что стационарная вероятность /-го

состояния

комплекса пропорциональна величине ехр(—EJQ). Из

полученной формулы особенно отчетливо видно, что изменение

уровня отсчета энергии «е меняет стационарных вероятностей со-

стояний

комплекса. Действительно, замена в выражении

(6.14)

всех

членов е~

на члены

ехр[—(Ej-\-F)

/Q],

где Г — произволь-

ная

постоянная, не меняет величины стационарных вероятностей-

Существенно отметить, что из равенства химических потен-

циалов различных стационарных состояний комплекса вытекает

справедливость принципа детального равновесия. Действитель-

но,

пусть в стационарном состоянии химические потенциалы

(6.15)

различных состояний равны

между

собой. Предполагается, что-

имеет смысл только разность E

—E

которая может быть выра-

жена через константы скорости следующим образом:

£,-£, =

ein-^-.

(6.16)

Если

в стационарном состоянии равны

друг

другу

химические

124

потенциалы состояний

(

ц„

то

E, + einp

= E, + Blnp

(6.17)

Откуда, воспользовавшись определением (6.16), получим требуе-

мое равенство

Таким

образом,

мы

видим,

что

принцип детального равновесия—

это

точности

то

условие, которому должна удовлетворять

си-

стема дифференциальных уравнений

(6.1) для

того, чтобы комп-

лекс обладал термодинамическим поведением,

именно чтобы

для каждого состояния комплекса можно было ввести химичес-

кий

потенциал. Известно,

что

практически

все

выводы химичес-

кой

термодинамики

могут

быть получены исходя

из

определения

химического потенциала [Еремин, 1978]. Наша ближайшая цель

состоит

том, чтобы, опираясь

на

введенный

(6.10)

химический

потенциал

i-ro

состояния комплекса, определить свободную

энер-

гию, энтропию

«внутреннюю»

энергию комплекса.

6.2.

Свободная энергия комплекса

Введенные выше величины химического потенциала харак-

теризуют лишь индивидуальные состояния комплекса. Поэтому

естественно вместо этих величин рассмотреть величину,

усред-

ненную

по

всем состояниям комплекса.

F=<i*>

2 w

»=i »=i »=i

где Pi

—

вероятности соответствующих состояний комплекса,

угловые

скобки означают усреднение.

В стационарном состоянии, когда химические потенциалы

различных состояний комплекса равны

друг

другу,

введенная

ве-

личина

совпадает

со

значением химического потенциала любого

состояния

комплекса:

F=n

=\i

(i=l,

2, ..., п).

Соотношение

(6.19)

сопоставим

классическим определени-

ем свободной энергии

F=U—TS.

Сравнивая соответствующие

члены, можно предположить,

что

внутренняя энергия комплек-

са равна усредненной

по

состояниям комплекса энергии соответ-

ствующих состояний:

<£>

= 2

PiE,,

(6.20)

а энтропия комплекса определяется посредством соотношения

, (6.21)

где

по

определению положено

k=Q/T.

125

Ниже

мы покажем, что введенные в формулы

(6.19)

(6.21)

функции

F к S действительно обладают всеми свойствами, ха-

рактерными для свободной энергии и энтропии.

Как

известно, одно из основных свойств энтропии состоит в

том, что для изолированной системы она монотонно возрастает

пока

не достигнет в равновесном состоянии максимума. Чтобы

доказать это свойство для энтропии, необходимо ввести, как мы

увидим далее, более жесткое ограничение на систему дифферен-

циальных уравнений (6.1), чем принцип детального равновесия-

а именно

=%,

(6.22)

которое носит название принципа

микроскопической

обратимо-

сти [Ландсберг, 1974]. Таким образом, принцип микроскопичес-

кой

обратимости постулирует симметричность матрицы

коэффи-

циентов

системы дифференциальных уравнений (6.1). При усло-

вии

справедливости

(6.22)

эти уравнения

будут

иметь вид:

dpjdt

= ^

<k!

(Pi -

Pi)-

(6.23)

Несложно

непосредственно проверить, что стационарное распре-

деление вероятностей состояний комплекса, получаемое, исходя

из

этой системы дифференциальных уравнений, приравнивани -

ем производных нулю, есть равномерное распределение

(6.24)

Действительно, положив все р< равными

друг

другу,

получим, что

правая

часть

(6.23)

обращается в нуль.

Заметим теперь, что если справедлив принцип микроскопи-

ческой обратимости, то выполняется и принцип детального рав-

новесия.

Действительно, как мы видели, принцип микроскопичес-

кой

обратимости приводит к

тому,

что в стационарном состоянии

все вероятности равны

друг

другу,

откуда

следует

справедли-

вость равенства

—

= а

р1 =

ajtfj

= a

— .

(6.25)

п п

Но

это и есть принцип детального равновесия. Очевидно, что из

справедливости принципа детального равновесия не вытекает

справедливость принципа микроскопической обратимости. В этом

смысле принцип детального равновесия представляет собой ме-

нее жесткое ограничение на исходную систему дифференциаль-

ных уравнений (6.1).

Сказанное

приводит к

тому,

что и в рассматриваемом

случае

справедливо равенство (6.8), откуда получаем

(6.26)

126

Таким образом, если справедлив принцип микроскопической об-

ратимости, то это автоматически приводит к

тому,

что энергии

всех

состояний равны

друг

другу.

В силу этого для введенной

нами

внутренней энергии имеем

Следовательно, и внутренняя энергия также не меняется при

функционировании

комплекса, а это соответствует

тому,

что мы

рассматриваем изолированную систему.

Итак,

покажем [см., например: Самойлович, 1955; Фейнман,.

1978], что комплекс, поведение которого описывается системой

уравнений (6.23), функционирует таким образом, что его энтро-

пия

возрастает, причем только в стационарном состоянии она

принимает максимальное значение. Дифференцируя выражение

для энтропии 5 = — k 2 Pi ln Pi no времени, имеем

JS-=-.

— k y

— \п

Рс.

(6.28)

Здесь учтено, что в силу условия нормировки 2^

^ справед-

ливо равенство ^—- = 0, в силу чего слагаемое — k 2 Р<

d(ln

)

равно нулю.

Подставляя в соотношение

(6.28)

значения производных

dpjdt,

даваемых уравнениями.(6.23), получим

~ = -*51151"«

(Р/—Рд\

Pi-

)

dt *-* \ *—) I

Переставляя

«немые»

индексы суммирования i и / (величина

суммы при этом, естественно, не меняется), 'можно записать

— k V I V аи (pi — pi) I ln P/.

(6.30)

dt ~ \

<—*

Складывая уравнения

(6.29)

и (6.30), деля

сумму

пополам, учи-

тывая соотношение

(6.22)

и частично перегруппировывая чле-

ны,

находим

do i R ^i v> /„ _ \ /1 — — 1——\ — г\ /С О1 \

ii^i

Полученное выражение удобно тем, что из него легко усмотреть

127

неотрицательность производной

— .

Действительно,

сумме

(6.31)

каждое слагаемое неотрицательно. Если, например,

то

1п/^>1п/?(. Аналогично, если

pj<Zpt,

то и

\np

}

<.\np

Равенст-

во

нулю

производной энтропии

по

времени наблюдается лишь

тогда,

когда достигается равновесное (равномерное) распределе-

ние,

даваемое соотношением

=zp

=l/n

(i,

/=1,

2, ..., га).

Таким образом,

требуемое

свойство энтропии доказано.

Докажем теперь аналогичное

утверждение

и для

свободной

энергии.

Именно,

докажем, что, при условии справедливости

принципа

детального равновесия, мультиферментный комплекс

функционирует таким образом, что его свободная энергия, опре-

деленная равенством (6.19), монотонно

убывает

во

времени,

до-

стигая своего минимального значения

стационарном состоя-

нии.

Предварительно запишем

для

свободной энергии комплекса

несколько иное выражение. Учитывая условие нормировки

^Pt

= 1, а

также то, что разность энергии

двух

состояний комп-

лекса согласно формуле

(6.9)

пропорциональна логарифму

от-

ношения

стационарных вероятностей этих состояний,

для

сред-

ней

энергии комплекса имеем

следующее

выражение:

E, + 9

In Pi

- 6 2

Pi In Pi

= fXi -

\np

(6.32)

Подставляя это выражение

соотношение (6.19), определяющее

свободную энергию комплекса, получим

= сг+е

2 ^

= ^ + е

-Pi in -&-, (б.зз)

где

— значение химического потенциала, скажем, первого

со-

стояния

стационарных условиях, или, что

то

же, стационарное-

значение свободной энергии комплекса.

Таким образом, разность текущего

(в

данный момент време-

ни)

стационарного значения свободной энергии равна

F-H^e^P/ln^,

(6.34)

t=i

где р

—стационарные вероятности.

Итак

покажем,

что

производная свободной энергии комплек-

са

силу системы уравнений

(6.1)

отрицательна

всюду,

кроме

стационарного состояния [см. также: Зельдович, 1938].

Беря

производную

от

выражения

(6.34)

по

времени

под-

128

ставляя вместо производных их значения, определяемые

уравнениями (6.1), получим

(6.35)

«-1 L/=i J

Аналогично тому как мы доказывали экстремальность энтропии,

переставим немые индексы суммирования i и / (значение суммы

при

этом не меняется) в правой части равенства (6.35):

^ =

_ 9 |j In ii 2 (адР/ - OoPi)-

(6-36)

Складывая уравнения

(6.35)

и (6.36), деля

сумму

пополам и ча-

стично перегруппировывая члены, находим

1 2

(о/«Р/

°чРд

•

(6.37)

Учитывая теперь, что согласно принципу детального равновесия

-=-

= —- , соотношение

(6.37)

можно переписать в следующем

виде

f" =—| 2

(Wi-atiPVn

7^->°-

(

)

Из

полученного соотношения легко видеть, что производная сво-

бодной энергии в силу системы (6.1) неположительна. Действи-

тельно, каждое слагаемое этого соотношения имеет вид

(а—&)1п

—. Следовательно, как в

случае

а>Ъ, так и в

случае

а<Ь каждое слагаемое положительно. Лишь в случае, когда а —

= Ь

для каждого слагаемого, величина производной равна нулю.

Но

равенство а=Ъ означает, что справедлив принцип детально-

го равновесия, т. е.

а^,=а

(}

{

Таким образом, величина F моно-

тонно

уменьшается до тех пор, пока не наступит стационарное

состояние,

в котором выполняется принцип детального равнове-

сия.

129

В качестве простого примера, иллюстрирующего доказанные

этом параграфе утверждения, рассмотрим фермент, превра-

щающий исходный

субстрат

S в продукт Р с образованием фер-

мент-субстратного комплекса

(1)

Е*

'».££ (2) (6.39)

Будем предполагать, что химический потенциал субстрата на-

много больше химического потенциала продукта, т. е. суммарная

реакция

перехода субстрата в продукт необратима. Вместе с тем

несложно убедиться, что в предположении постоянства концент-

рации

субстрата для ферментных форм справедлив принцип де-

тального равновесия. Действительно, кинетическое уравнение

для вероятности того, что фермент находится в состоянии фер-

мент-субстратного комплекса, имеет вид:

^ = *i [S] p

-(*_i +ft,)/»

(6.40)

Откуда в стационарных условиях—^-=/г,[S]p,— (^i+^

)P2=0

или

[S]p

=(k

-\-k

, т. е. справедлив принцип детального

равновесия

где

[S],

(fe_i+£

Согласно

(6.10)

можно определить химические потенциалы обоих состоя-

ний

по формуле

= £t +

einp,,

=£

+ 01пр

(6.41)

где

«_! + й

Величина свободной энергии комплекса равна средней вели-

чине

химических потенциалов состояний

. (6.42)

Как

было показано [см. формулу (6.38)], введенная величина

F монотонно уменьшается до тех пор, пока в системе не устано-

вится стационарное состояние. Отметим, что не для любой схе-

мы переходов комплекса можно ввести свободную энергию ука-

занным

выше способом. Так, для

схем

(6.43)

случае

(А) это

можно сделать, а в

случае

{Б) — нельзя.

130