wykresy Ramachandranu glicyny i pre-proliny
nie redundantny zestaw danych PDB
aby wyodrębnić rozkłady statystyczne glicyny i pre-proliny wykresy Ramachandranu, wybraliśmy podgrupę PDB o wysokiej rozdzielczości dostarczoną przez Laboratorium Richardsona z 500 niehomologicznych białek. Białka te mają rozdzielczość lepszą niż 1,8 Å, gdzie wszystkie atomy wodoru zostały wyświetlone ze szkieletu i zoptymalizowane pod względem pakowania. Idąc za Richardsonami, rozważamy tylko atomy, które mają współczynnik B mniejszy niż 30.
regiony glicyny Ramachandran
glicyna różni się zasadniczo od innych aminokwasów tym, że nie posiada łańcucha bocznego. W szczególności glicyna nie posiada atomu Cß, co wywołuje wiele starć sterycznych w ogólnym wykresie Ramachandranu. Atom wodoru, który jest dzielony z innymi aminokwasami, nazywamy atomem Ha1. Nazywamy atom wodoru, który zastępuje atom Cß, atom Ha2. Brak atomu Cß pozwala na przekroczenie granicy przez wykres Ramachandranu glicyny w temperaturze -180° i 180° (Fig. 1a).
obserwowana Mapa glicyny ma 5 regionów gęstości . Aby wyświetlić obserwowaną gęstość w jednym obszarze ciągłym, przesuwamy współrzędne z φ-ψ do φ’-ψ’, gdzie φ’: 0° << 360° i ψ’: -90° << 270°. Dzięki przesuniętemu wykresowi glicyny Ramachandran (rysunek 3A) możemy wyraźnie zidentyfikować różne regiony. Wzdłuż poziomego pasa o kącie nachylenia ~ 180° znajdują się trzy odrębne rejony. Jednym z nich jest wydłużona wersja regionu ßP generycznego działki Ramachandran. Region ßP odpowiada strukturze poliproliny II, która tworzy wydłużoną lewostronną helisę wzdłuż łańcucha białkowego . Region ßPR jest odzwierciedleniem regionu ßP, w którym sekwencja reszt glicyny w konformacji ßPR utworzy prawoskrętną helisę. Wreszcie, istnieje region, który odpowiada regionowi ßS ogólnego wykresu Ramachandranu. Region ten odpowiada rozszerzonej konformacji reszt w arkuszach β. Jednak region β glicyny, wyśrodkowany na (φ’, ψ’) = (180°, 180°), jest nieznacznie przesunięty z regionu ßS generycznej działki Ramachandran. Istnieją również diagonalne regiony α i aL (rys. 3A), które są związane ze spiralami i zwojami . W przeciwieństwie do ogólnej powierzchni Ramachandranu, region α glicyny jest symetryczny do regionu al. W ogólnym wykresie Ramachandranu występuje również Region γ odpowiadający wiązanej Wodorem γ-turnie . Wykres Ramachandranu glicyny nie ma żadnej gęstości w regionie γ.
parametry glicyny. A) Wykres Ramachandrana o przesuniętych współrzędnych φ’-ψ’. Linie przerywane pokazują steryczne zderzenia, które określają granice obserwowanych gęstości (rysunek 2B opisuje specyficzne interakcje). B) rozkładów różnych oddziaływań międzyatomowych w funkcji ψ”. Linia przerywana pokazuje granicę średnic VDW. Szara linia daje krzywą modelu obliczoną z idealną geometrią. Na dole znajduje się rozkład częstotliwości kąta ψ’. C) rozkład częstotliwości odległości międzyatomowej d(O···H). Istnieją 3 piki, z których najmniejszy przy d (O···H) = 2,4 Å, co odpowiada regionowi ßS.
interakcje Steryczne w glicynie
oryginalna mapa steryczna glicyny (Fig. 3A), istnieją dwa duże wykluczone poziome paski pod kątem 50° << 120° i -120° << -50°, które nie są wyłączone na mapie sterycznej glicyny (ryc. 2A). Odwrotnie, Mapa steryczna glicyny wyklucza poziomy pasek przy -30° << 30° (rysunek 2A), ale ten region jest wypełniony na obserwowanym wykresie (rysunek 1a). Istnieją również ukośne granice steryczne w obserwowanym wykresie Ramachandranu glicyny (Fig. 1a), podczas gdy mapa steryczna przewiduje granice pionowe (Fig.2A).
przeprowadziliśmy ponowną ocenę mapy sterycznej glicyny (ryc. 2b) według metodologii Ho i współpracowników . Dla każdej interakcji w szkielecie glicyny rozważamy zmienność odległości międzyatomowej względem kątów φ ’- ψ’. Porównujemy zaobserwowaną zmienność ze zmiennością wygenerowaną z modelu, który wykorzystuje kanoniczną geometrię szkieletu. Interakcje te dzielimy na 3 kategorie: φ 'zależne, ψ’ zależne i φ ’- ψ ’ współzależne odległości.
w przypadku niektórych interakcji wyniki glicyny są identyczne jak w przypadku generycznego wykresu Ramachandranu . Dla zwięzłości pomijamy analizę tych interakcji i podsumowujemy wyniki. Wyłączony poziomy pasek -30° << 30°, ze względu na n···Hi+1 steryczną interakcję w mapie sterycznej glicyny (Fig.2a), nie występuje w obserwowanym rozkładzie (Fig. 1a). Podobnie Oi-1···C zderzenie steryczne w pierwotnej mapie sterycznej glicyny, które wyklucza pionowy pasek wyśrodkowany na φ’ = 0° (Fig. 2A), nie występuje w obserwowanym rozkładzie (Fig.1a). Ignorujemy efekt n * * * Hi + 1 i Oi-1···C steric clashes. Diagonalne granice obserwowanego rozkładu są określone przez φ ’- ψ ’ współzależnych oddziaływań sterycznych-1···O i Oi-1···Ni+1. Na fig. 3A pokazujemy dopasowanie tych oddziaływań sterycznych do danych.
analizujemy tutaj najbardziej charakterystyczną cechę Wykres Ramachandrana glicyny – tendencję do skupiania się w okolicach 180° i 0°. Skupiamy się na oddziaływaniach zależnych od ψ’. Dla każdej interakcji najpierw obliczamy krzywą modelową odpowiedniej odległości międzyatomowej jako funkcję ψ’ (patrz metody). Następnie porównujemy obserwowany rozkład ψ (na dole Fig. 3B)z krzywą. Jeśli odpychanie twardej kuli ogranicza ψ’, to w regionach ψ’, gdzie krzywa modelu znajduje się poniżej średnicy van der Waalsa (VDW) (pozioma linia przerywana na rysunku 3B), rozkład częstotliwości ψ ’ powinien odpowiednio spadać.
w regionie (60° << 100°) stwierdzamy, że spadek w rozkładzie częstotliwości ψ (na dole Fig.3B) odpowiada wartościom Ha1···Ni+1 (na dole Fig. 3B) i Ha2···O (na górze Fig. 3B), które są mniejsze niż ich średnice VDW. W regionie (-90° <<<< 270°), spadek częstotliwości ψ rozkład odpowiada regionom, w których HA2···Ni+1 i HA1···O znajdują się poniżej ich promieni VDW. Natomiast wartości Ha1 * * * Hi + 1 i Ha2···Hi+1 nigdy nie znajdują się znacznie poniżej ich średnicy VDW (środek Fig.3B).
obserwowana zależność od glicyny wynika z kolizji sterycznych Ha1···O, Ha2···o, HA1···Ni+1 i HA2···Ni+1. Prosta interpretacja jest taka, że zależność ψ w glicynie wynika z konformacji, które umieszczają atom Ni+1 lub O pomiędzy dwoma atomami Ha (rysunek 4A). Zaobserwowane granice rozkładu zostały narysowane na fig. 3A jako linie poziome.
przyklej rysunek przedstawiający glicynę i pre-prolinę. (A) glicyna w konformacji ψ ~ 180°, gdzie atom Ni+1 jest umieszczony pomiędzy dwoma atomami Ha, oraz (B) pre-prolina w konformacji ζ, gdzie atom Oi-1 oddziałuje z atomami Hδ następującej proliny.
otrzymujemy w ten sposób poprawioną mapę steryczną glicyny, składającą się z-1···O, Oi-1···ni+1, Ha1···O, Ha2···O, Ha1···Ni+1 i Ha2···Ni+1. Korzystając z parametrów z CHARMM22, obliczamy potencjał Lennarda-Jonesa 12-6 ze względu na zmienione starcia steryczne(rys. 5A). Region o minimalnej energii odpowiada za znaczną część kształtu obserwowanego rozkładu (rysunek 3A).
interakcje Dipol-dipol w glicynie. Osie są pokazane w przesuniętych kątach φ’-ψ’. Wykresy energetyczne (a) potencjałów Lennarda-Jonesa 12-6 zmienionego zestawu starć sterycznych; (b) wszystkich oddziaływań elektrostatycznych; (c)-(f) indywidualnych oddziaływań dipol-dipol szkieletu glicyny (patrz rysunek 1A dla schematu szkieletu dipoli). Parametry energetyczne zostały pobrane z CHARMM22. Obszary świetlne pokazują obszary o minimalnej energii.
interakcje Dipol-dipol w glicynie
poprawiona Mapa steryczna glicyny nie wyjaśnia ukośnego kształtu regionów α, aL, ßP, ßPR i ßS. W ogólnym wykresie Ramachandranu stwierdzono, że przekątny kształt regionów można odtworzyć za pomocą elektrostatycznych oddziaływań dipol-dipol, ale tylko wtedy, gdy interakcje dipol-dipol były rozpatrywane indywidualnie. Ogólna interakcja elektrostatyczna nie odwzorowuje obserwowanego schematu Ramachandranu . Tutaj stosujemy to samo podejście do leczenia indywidualnych oddziaływań elektrostatycznych dipol-dipol wzdłuż szkieletu glicyny.
obliczamy mapę energetyczną φ-ψ dla 4 oddziaływań dipol-dipol w oddziaływaniach szkieletu glicyny: COi-1···CO, NH···NHi+1, CO···NH i COi-1···NHi+1 (rys. 5C-F). Oddziaływania elektrostatyczne są obliczane z potencjałami Lennarda-Jonesa zderzeń sterycznych określonych w punkcie powyżej. Znajdujemy, że kształty różnych regionów działki glicyny Ramachandrana (ryc. 3A) są odtwarzane (ryc. 5). Interakcja CO * * * NH wytwarza ukośny region aL, α i ßS (Fig. 5E). Interakcja NH * * * NHi+1 wytwarza również ukośny region aL i α (rysunek 5D). Region α jest symetryczny do regionu al. COi-1···interakcja CO wytwarza minima odpowiadające regionom ßP i ßPR (Fig. 5C).
w oryginalnej mapie sterycznej glicyny (rysunek 2A) region Bliski (φ, ψ) = (-180°, 180°) jest zabroniony z powodu starcia sterycznego między O I H. Jednak glicyna ma gęstość w tym regionie na obserwowanym wykresie Ramachandranu (Fig.3A). Można to również zobaczyć w rozkładzie częstotliwości d (O···H) (rysunek 3C), gdzie jest szczyt w d (O···H) ~ 2,4 Å. Na tym szczycie Atomy O I H stykają się, ponieważ średnica VDW wynosi 2,5 Å. Tak więc, w regionie ßS glicyny, korzystna interakcja dipol-dipol co * * * HN pokonuje steryczne odpychanie atomów O I H (Fig.5E).
Wykres Ramachandranu pre-proliny
Schimmel i Flory argumentowali w 1968 r., że pre-prolina – aminokwasy poprzedzające prolinę – ma szczególnie ograniczony Wykres Ramchandranu, w porównaniu do ogólnego schematu Ramachandranu. Zostało to ostatecznie zaobserwowane w bazie danych białek przez MacArthura i Thorntona (rysunek 1B) .
istnieją trzy główne różnice między fabułą Ramachandranu przed-prolinowego a generycznym fabułą Ramachandranu. Na wykresie Ramachandranu pre-prolinowego znajduje się Duży wyłączony poziomy pasek na -40° << 50°, który ogranicza regiony aL i α. Region aL jest przesunięty wyżej. Te dwie cechy zostały odtworzone w obliczeniach Schimmela-Flory ’ ego i późniejszych obliczeniach . Trzecią cechą jest mała noga gęstości wystająca poniżej regionu β (rysunek 1B; Fioletowy na rysunku 2C). Karplus nazwał to regionem ζ, który jest unikalny dla pre-proliny.
poprzednie obliczenia nie koncentrowały się na poszczególnych oddziaływaniach i nie uwzględniały regionu ζ. Tutaj identyfikujemy dokładne starcia steryczne, które determinują Wykres Ramachandrana przed proliną. Następnie przeanalizujemy interakcje odpowiedzialne za Region ζ.
interakcje Steryczne w kręgosłupie pre-proliny
w pre-prolinie, zamiast interakcji z atomem NH w następnym aminokwasie generycznym, pre-prolina oddziałuje z grupą CH2 następującej proliny (Fig.1B). Grupa CH2 wywiera znacznie większy wpływ steryczny na wykres Ramachandranu przed proliną. MacArthur i Thornton zasugerowali, że efekt dominujący jest spowodowany starciami sterycznymi N···Cδi+1 i cß···Cδi+1. Tutaj możemy przeanalizować skuteczność każdego zderzenia, analizując rozkłady statystyczne bezpośrednio.
rozważamy współzależne interakcje φ-ψ, które obejmują Atomy cδ, Hδ1 i hδ2 następującej proliny (rysunek 1B). Dla każdej interakcji generujemy Wykres konturu w φ-ψ odległości średnicy VDW. Porównując Wykres konturu z obserwowaną gęstością na wykresie Ramachandrana przed-prolinowego, identyfikujemy interakcje, które indukują najlepsze dopasowanie w granicach (Fig. 6A, interakcje są identyfikowane na fig. 2C). Odkryliśmy, że fragment pobrany z lewego dolnego obszaru β obserwowanej gęstości jest spowodowany Oi-1···cδi+1 steric clash. Inne ograniczenie dotyczące regionów aL i α wynika z zderzenia sterycznego H···Cδi+1.
następnie rozważamy interakcje zależne od ψ. W rozkładzie częstości Pre-Proline ψ znaleźliśmy trzy różne piki (dolny rysunek 6B). Najbardziej lewy szczyt w ψ ~ -50° odpowiada regionowi α pre-proliny. Skupiamy się na dwóch pikach w regionie β 50° << 180° większy pik wyśrodkowany na ψ ~ 150° odpowiada regionowi ßS ogólnego wykresu Ramachandrana. W ogólnym wykresie Ramachandranu ten region ßS jest ograniczony przez zderzenia steryczne Cß * * * O i Cß * * * Ni+1. W pre-prolinie mniejszy pik skupiony na ψ ~ 70° odpowiada regionowi ζ i występuje w regionie, który byłby wykluczony przez zderzenie cß * * * O. Zamiast tego mniejszy szczyt jest ograniczony od dołu przez N * * * cδi+1 steric clash. Można to zobaczyć porównując rozkład ψ z krzywą modelową N * * * Cδi+1 vs. ψ (środek Fig. 6b).
parametry wstępne proline. A) spisek Ramachandran. Linie przerywane pokazują steryczne zderzenia, które określają niektóre granice obserwowanych gęstości (patrz rysunek 2C). B) rozkład różnych oddziaływań międzyatomowych w funkcji ψ. Linie przerywane pokazują granicę średnic VDW. Ciągła szara linia daje krzywą modelu obliczoną z idealną geometrią. Na dole znajduje się rozkład częstotliwości kąta ψ.
korzystając z parametrów z CHARMM22, obliczamy potencjał Lennarda-Jonesa 12-6 ze względu na zmienione starcia steryczne (rys. 7A). Potencjały lennarda-Jonesa nie mogą uwzględniać regionu ζ.
wykresy energii w pre-prolinie jako funkcja φ-ψ. Wykresy energetyczne (a) potencjałów Lennarda-Jonesa 12-6 zmienionego zestawu starć sterycznych; COi-1···cδhδi + 1 interakcje dipol-dipol, gdy kolejny pierścień prolinowy znajduje się w (B) górnej warstwie i (c) dolnej warstwie. Obszary świetlne pokazują regiony o niskiej energii.
interakcje, które stabilizują region ζ Pre-proline
ponieważ region ζ (fioletowy na fig. Co to za interakcja? Aby zrozumieć tę interakcję, rozważamy analogię z regionem γ w ogólnym wykresie Ramachandrana. W regionie γ zniekształcony COi-1···powstaje wiązanie wodorowe HNi+1, które doprowadza atom Hi+1 do kontaktu z atomem Oi-1. Podobnie, w obszarze ζ pre-proliny, atom Oi-1 pre-proliny styka się z atomami hδ1 i Hδ2 (patrz rysunek 4B; Tabela 1), co sugeruje, że grupa COi-1 współdziała z grupą cδhδi+1 następującej proliny.
Czy grupa cδ Hδi+1 może współdziałać z COi-1? Taka interakcja mieściłaby się w klasie słabego wiązania wodorowego Ch···O, dobrze udokumentowanej interakcji w białkach . W badaniach słabego wiązania wodorowego CH···o stosuje się kryterium odległości D (H···O) < 2,8 Å . Istnieje niewielka zależność kątowa występująca w wiązaniu CH···O wokół atomu H, gdzie często stosuje się kryterium kątowe ∠OHX > 90°. Jest to o wiele bardziej permisywne niż geometria kanonicznego wiązania wodorowego. W tabeli 1 wymieniamy parametry wiązania wodorowego COi-1···interakcja CδHδi+1 w obszarze ζ. Ponieważ proline może przyjmować dwie różne główne konformacje, w górę iw dół, pomiary geometrii COi-1···interakcję CδHδi+1 należy również podzielić pod względem górnej i dolnej warstwy. Obserwowana geometria COi-1···geometria CδHδi+1 spełnia kryteria geometryczne słabego wiązania wodorowego (Tabela 1).
jako COi-1···cδhδi+1 słabe wiązanie wodorowe jest bliskim kontaktem, musimy modelować interakcję, aby zrozumieć jej zależność od kątów φ-ψ. Do modelowania rozważamy strategie, które zostały wykorzystane do analogicznego COi-1···wiązanie wodorowe HNI+1. COi-1···wiązanie wodorowe HNi+1 zostało modelowane w badaniach kwantowo-mechanicznych, w których stwierdzono, że region γ jest minimalną konformacją energetyczną w próżni . Prostsze podejście, które modelowało wiązanie wodorowe za pomocą elektrostatycznych oddziaływań dipol-dipol, również znajduje minimum w regionie γ .
tutaj modelujemy COi-1···cδhδi+1 słabe wiązanie wodorowe jako elektrostatyczne oddziaływanie dipol-dipol (patrz metody). Jak modelujemy grupę CδHδi+1 jako dipol elektrostatyczny? Bhattacharyya i Chakrabarti odkryli, że spośród grup CH w prolinie, Grupa CδHδ tworzy najbardziej wiązania wodorowe CH * * * O. Atom Cδ znajduje się obok wycofującego elektron atomu n, a zatem jest bardziej kwaśny niż inne atomy C. W konsekwencji umieszczamy mały ujemny ładunek cząstkowy na atomie Cδ. W naszym modelu znajdujemy minimum energii w regionie ζ zarówno dla górnej warstwy (rysunek 7B), jak i dolnej warstwy (rysunek 7C). Wnioskujemy, że COi-1···cδi+1hδ1i+1 słabe wiązanie wodorowe stabilizuje region ζ w pre-prolinie.