L'induction des dipôles des liaisons peptidiques entraîne la formation d'hélice coopérative dans le peptide (AAQAA)3 | CDhistory

Résultats et discussion

Le contenu hélicoïdal des simulations HREMD en fonction de la température est représenté sur la figure 1 pour les champs de force Drude-2013 et C36, ainsi que les données expérimentales de RMN (27) et les résultats précédemment rapportés pour C36 obtenus à partir de simulations d’échange de réplique de température (11). Les valeurs RMN sont basées sur les mesures du déplacement chimique du carbonyle à sept températures entre 269 et 363 K par Shalongo et Stellwagen, et sont calculées en utilisant le tableau 1 et l’équation 2 de la référence (27). Les fractions d’hélice pour les systèmes individuels en fonction du temps sont présentées dans la figure S1. À 300 K, la simulation de Drude prédit un contenu hélicoïdal de 25 %, ce qui est légèrement supérieur aux estimations de 19 % et 22 % provenant des mesures de RMN et de dichroïsme circulaire (26), respectivement. À 280 K, le contenu hélicoïdal (34 %) est inférieur à celui obtenu à partir des expériences de RMN (40 %), alors qu’à la température la plus élevée (340 K), l’écart est faible (4 % contre 3 %). Qualitativement, le champ de force polarisable de Drude prédit une certaine quantité d’hélice à 300 K et presque aucune hélice à la température supérieure de 340 K, alors que la plupart des champs de force additifs conduisent soit à la formation d’hélice aux deux températures, soit à aucune hélice aux deux températures (9-11). Nous notons que l’obtention d’une convergence complète de l’échantillonnage des peptides, tel que requis pour calculer le contenu hélicoïdal, est un défi et nous reconnaissons que nos résultats ne sont pas entièrement convergés ; cependant, l’accord entre le présent C36 et les résultats d’échange de répliques de température précédemment publiés pour le contenu hélicoïdal indiquent que l’approche HREMD a donné des résultats qui ont été représentatifs du régime expérimental.

La cohérence avec les données expérimentales est également présente sur une base par résidu, comme le montre la figure 2. Par exemple, les simulations de Drude montrant que le résidu alanine C-terminal est toujours dans l’état enroulé est cohérent avec les mesures expérimentales de déplacement chimique RMN (27). La propension à l’hélice de l’extrémité N-terminale est plus élevée que celle de l’extrémité C-terminale en raison de la présence du groupe acétyle, qui peut former une liaison hydrogène i à i + 4 qui stabilise l’hélice, comme le montrent à la fois la simulation et les données RMN. Ce traitement approprié de la dépendance de la séquence indique en outre la qualité du modèle de Drude dans le traitement de l’équilibre bobine-hélice. Avec C36, la propension hélicoïdale supplémentaire à l’extrémité N-terminale n’est pas présente, bien qu’elle ait été observée dans l’étude précédente (32).

Une analyse subséquente a porté sur la distribution des longueurs des hélices pendant les simulations. La figure 3 présente les probabilités d’observer n résidus consécutifs dans la région α. À 340 K, bien que le modèle de Drude ne prédise que 4,2 % de fraction d’hélice, de longs segments hélicoïdaux sont présents, la probabilité d’observer des hélices d’une longueur de neuf résidus (1,1 %) étant supérieure à celle d’une hélice à sept résidus. Une telle distribution de probabilité est plus importante à 300 K, avec un maximum à 12 résidus, ce qui correspond à la longueur moyenne des hélices dans les protéines (45). À 280 K, le maximum des hélices est légèrement plus court que celui de 300 K, bien que la nature coopérative du repliement soit encore évidente étant donné la proéminence des hélices de 8 à 10 résidus par rapport aux hélices plus courtes. Dans les simulations additives, les distributions avec un échantillonnage plus élevé pour les hélices plus longues ne sont pas observées à n’importe quelle température, les hélices courtes étant les plus peuplées. Cependant, certaines preuves de coopérativité sont présentes à 280 et 300 K, comme l’indique la présence de petits pics dans les distributions à n = 10. Ces résultats indiquent que le modèle de Drude présente une coopérativité de repliement significativement plus importante que le modèle additif C36.

Il faut également souligner que la fraction d’hélice moyenne totale est égale à la somme des probabilités (comme présenté dans la figure 3) multipliée par les longueurs d’hélice respectives, de sorte que les hélices plus longues contribuent beaucoup plus au contenu hélicoïdal rapporté dans le modèle polarisable. Par exemple, pour le modèle de Drude à 300 K, les segments hélicoïdaux d’une longueur de 10 résidus ou plus représentent 78% de l’hélice observée, alors que ces longues hélices ne contribuent qu’à 25% avec le champ de force C36. Ces résultats soutiennent davantage une situation avec le champ de force polarisable dans laquelle une fois qu’une hélice est nucléée, elle a une plus grande tendance à s’allonger, ce qui donne l’augmentation plus prononcée de l’échantillonnage des longues hélices montrées dans la figure 3.

Bien que le modèle de Drude ait une plus grande propension à former des états hélicoïdaux par rapport au modèle additif, il favorise également des états dépliés plus étendus. Ceci est indiqué par le rayon de giration moyen de (AAQAA)3 pour les états hélicoïdaux (c’est-à-dire ceux qui ne contiennent aucune hélice α) qui est de 10,9 Å et 10,0 Å pour les simulations de Drude et C36 à 300 K, respectivement. Cela est associé au fait que le modèle Drude donne une distribution bimodale plus prononcée du rayon de giration par rapport au modèle C36, comme le montre la figure S4. Ces résultats indiquent en outre la coopérativité de la formation d’hélice dans le champ de force polarisable de Drude.

Pour comprendre la forte coopérativité de repliement avec le champ de force polarisable de Drude à un niveau microscopique, nous avons analysé les distributions ϕ, ψ du squelette pour les résidus hélicoïdaux, car cet échantillonnage a été utilisé pour expliquer la dépendance accrue à la température apportée par le potentiel CMAP de C36 par rapport à d’autres champs de force additifs (11,32). La population moyenne de résidus dans la large région αR, α+ (voir Fig. S2), dans la région α plus stricte, et dans les segments hélicoïdaux (%α-hélice), tels que définis par trois résidus hélicoïdaux consécutifs, est répertoriée dans le tableau 1 pour les simulations à 300 K. Bien que le champ de force polarisable produise la plus grande fraction d’hélice basée à la fois sur le %α et le %α-hélice, il présente la plus faible population de résidus dans la large région α+. En conséquence, les rapports des populations α/α+ et α-hélice/α sont plus élevés dans la simulation de Drude que dans celle de C36, ce qui indique qu’une fois qu’un résidu se trouve dans la région α+, il a une plus grande probabilité d’échantillonner la région α, plus stricte et formant une hélice. En outre, une fois qu’un résidu se trouve dans la région α, il a une plus grande probabilité de participer à un étirement de trois résidus consécutifs ou plus dans la région α, c’est-à-dire de former une structure hélicoïdale. Cela indique un paysage énergétique en forme d’entonnoir abrupt. Des tendances similaires sont observées à la fois à la température inférieure et supérieure, comme le montre le tableau S1.

L’étendue de la coopérativité avec le champ de force additif C36 a été attribuée aux effets de corps multiples associés au potentiel CMAP qui permet de paramétrer explicitement la coopérativité des dièdres ϕ et ψ dans le modèle. Pour les résidus dans les segments hélicoïdaux, les simulations avec C36 résultent en un bassin d’énergie libre beaucoup plus étroit dans leurs distributions ϕ, ψ (Fig. 4). Ce minimum hélicoïdal serré est lié à l’ajustement empirique du terme CMAP ciblant directement une distribution PDB (29) avec une optimisation ultérieure du CMAP donnant C36 basée sur le déplacement des régions globales du CMAP pour améliorer la fraction d’hélice globale de (AAQAA)3 (11). Imposer une telle optimisation spécifique dans l’échantillonnage de l’espace de phase ϕ, ψ peut être une nécessité pour les champs de force additifs, alors que cela n’est pas nécessaire dans le champ de force de Drude, comme en témoigne la distribution plus large de ϕ, ψ (figure 4) parce que les degrés de liberté électroniques supplémentaires incorporés dans le modèle polarisable donnent la coopérativité observée.

La vérification de la contribution de la polarisabilité électrostatique à la coopérativité a impliqué l’analyse des moments dipolaires du squelette peptidique, calculés comme moyenne d’ensemble à partir des simulations pour les différentes plages conformationnelles. Les résultats du tableau 2, dans les lignes intitulées  » Total « , montrent que le modèle de Drude polarisable conduit à des moments dipolaires beaucoup plus grands que le modèle C36 additif, comme cela a été observé précédemment dans des simulations MD de protéines et d’autres systèmes peptidiques, les conformations étendues ayant des dipôles plus grands que les conformations hélicoïdales dans le modèle polarisable (33). Pour illustrer la façon dont l’environnement affecte les dipôles, des dipôles intrinsèques ont été obtenus pour le tripeptide alanine en phase gazeuse, comme indiqué dans les informations complémentaires. Ces valeurs sont indiquées dans le tableau 2 comme  » intrinsèques « , la différence entre les dipôles totaux et intrinsèques donnant le  » renforcement  » des dipôles du peptide en raison de l’environnement complet constitué du reste du peptide et du solvant environnant. Comme il est évident, les moments dipolaires des groupes peptidiques sont renforcés de manière significative avec Drude-2013 alors que pour le champ de force additif, comme prévu, il n’y a pas de différence significative entre les phases condensées et gazeuses. Le léger renforcement des dipôles peptidiques observé dans les simulations C36 (∼ 0,03 D) est associé à l’allongement des liaisons C = O peptidiques en raison des interactions de liaison hydrogène. Dans les simulations de Drude, le dipôle amélioré est plus important pour les résidus dans la conformation α (∼ 1,0 D) qu’en dehors de cette région (∼ 0,6 D). Pour séparer les effets d’induction du solvant des interactions intrapeptidiques, nous avons calculé les moments dipolaires moyens après avoir retiré toutes les molécules d’eau des trajectoires MD, puis en relaxant les particules de Drude, ce qui a donné les valeurs de  » renforcement intramoléculaire « . La comparaison de ces valeurs avec les valeurs globales de renforcement montre une différence significative dans le renforcement intrapeptidique lorsqu’un résidu occupe des états enroulés (∼ 0,25 D) par rapport aux états « α (pas en α-hélice) » (0,52 D) par rapport aux états α-hélice (0,76 D). Si nous supposons que l’induction des résidus adjacents (i – 1 et i + 1) contribue à une amélioration de 0,39 D, sur la base de la valeur « α+ (pas en α) », alors pour les résidus hélicoïdaux, les 0,37 D restants peuvent être attribués à la liaison hydrogène entre les résidus i et i+4, qui est la caractéristique unique de la structure hélicoïdale. De manière intéressante, les calculs de chimie quantique de systèmes modèles indiquent que la redistribution de la densité électronique explique la moitié de la coopérativité de la formation de l’hélice (46) et l’effet de stabilisation coopératif à l’intérieur d’une hélice en raison des liaisons hydrogène intra-hélicoïdales est plus fort que celui entre l’hélice et l’eau associé aux liaisons hydrogène entre les groupes carbonyles et l’eau (47), ce qui est cohérent avec la présente observation.

Les résultats de la simulation d’échange de répliques peuvent être discutés dans le contexte de la théorie hélice-coil en utilisant le modèle de Lifson-Roig. En suivant le protocole décrit par Best et Hummer (9), les paramètres w, v de Lifson-Roig ont été calculés pour les simulations de Drude et de C36. Les valeurs résultantes sont listées dans le tableau 3 avec les valeurs expérimentales déterminées par Rohl et Baldwin (25,26). Le paramètre v indépendant de la température décrit la propension à la nucléation de l’hélice, et les simulations donnent des valeurs de 0,11 et 0,17 pour les champs de force Drude et C36, respectivement, par rapport à l’estimation expérimentale de 0,04. Les différences indiquent que dans les simulations MD, les résidus se convertissent trop facilement d’une conformation bobine à une conformation α, bien que les résultats avec le modèle de Drude soient améliorés par rapport au modèle additif. La surestimation du paramètre v dans les simulations est compensée par leur sous-estimation du paramètre w, qui décrit l’extension de l’hélice, pour obtenir une fraction d’hélice similaire à celle observée dans les expériences. Le paramètre w du modèle de Drude est plus grand que celui du modèle C36 à 280 et 300 K, ce qui est en meilleur accord avec les données expérimentales. Cependant, les valeurs à 340 K sont plus petites qu’avec le modèle C36, et en moins bon accord avec l’expérience. Ainsi, le modèle de Drude est en meilleur accord pour la majorité des termes de Lifson-Roig analysés, ce qui est cohérent avec l’amélioration de la coopérativité dans le modèle.

.