CH616239A5

CH616239A5 -

Info

Publication number: CH616239A5
Application number: CH603977A
Authority: CH
Inventors: Richard R Ernst
Original assignee: Varian Associates
Priority date: 1976-05-13
Filing date: 1977-05-13
Publication date: 1980-03-14
Also published as: CA1067576A; US4068161A; JPH0115812B2; GB1566481A; JPS5310490A; DE2721011A1; JPH0236901B2; NL7705359A; FR2351413A1; JPS61262643A

Description

Die Erfindung betrifft allgemein die gyromagnetische Resonanzspektroskopie, insbesondere eine solche Spektroskopie, bei der Spinecho- und zweidimensionale Spreiz-Techniken verwendet werden, um vereinfachte Spektren zu erhalten.

Hauptziel der Erfindung ist es, ein verbessertes Verfahren und eine Vorrichtung zur Durchführung der gyromagnetischen Resonanzspektroskopie verfügbar zu machen, insbesondere ein verbessertes Verfahren und eine Vorrichtung zur Vereinfachung von Spektren durch Eliminieren unerwünschter homonuklearer Spin-Spin-Kopplungseffekte.

Diese wird erfindungsgemäss dadurch erreicht, dass die Magnetisierungsvektoren von Spin-Spin-gekoppelten Teilchen erster und zweiter Art periodisch gegenüber dem Vektor eines magnetischen Polarisationsfeldes gekippt werden, in das

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die Teilchen gebracht sind, dass darauf den Teilchen erlaubt wird, frei im Polarisationsfeld zu präzedieren, dass die Magnetisierungsvektoren der präzedierenden Teilchen periodisch um 180° gekippt werden, um den Defokussierungseffekt der Präzession der Teilchen im Polarisationsfeld rückgängig zu machen und dadurch eine Spinecho-Resonanz der Teilchen zu erhalten, dass die Spinecho-Resonanz der Teilchen periodisch mit der Periodendauer t2 detektiert wird, und dass die Zeitspanne ti zwischen dem ersten Kippen der Magnetisierungsvektoren und dem Detektieren der Spinecho-Resonanz nach einer bestimmten Anzahl der periodisch detektierten Spinecho-Resonanzen geändert und eine weitere Serie von Spinecho-Resonanzen detektiert wird, um Daten über die gyromagnetische Resonanz der Spin-Spin-gekoppelten Teilchen erster und zweiter Art zu erhalten.

Die detektierten Resonanzdaten, die sowohl eine Funktion von ti als auch t2 sind, können doppelt in eine coi- und cü2-Ebene Fourier-transformiert werden, um zweidimensionale Resonanzdaten zu erhalten, um die Auflösung der Multi-plett-Struktur der zu analysierenden Spektren zu erleichtern.

Die doppelt Fourier-transformierten Resonanzdaten können in der Fequenzdarstellung unter einem Winkel entweder zur coi- oder co2-Ebene in der Weise projiziert werden,

dass ein vereinfachtes Resonanzspektrum der untersuchten Probe erhalten wird.

Die zweidimensionalen Resonanzdaten in der Fequenzdarstellung und in der oji-oj2-Ebene können unter 45° entweder zur coi- oder co2-Achse projiziert werden, um Spektraldaten abzuleiten, die von Spin-Spin-Kopplungseffekten frei sind.

Die zweidimensionalen Resonanzdaten in der Frequenzdarstellung in der coi-co2-Ebene können parallel zur cü2-Achse auf die coi-Achse projiziert werden, um ein J-Spektrum der untersuchten Probe zu erhalten.

Weitere Vorteile von Ausführungsbeispielen der Erfindung ergeben sich aus der folgenden Beschreibung in Verbindung mit den Zeichnungen, es zeigen:

Fig. 1 schematisch, teilweise als Blockschaltbild, ein gyro-magnetisches Resonanzspektrometer mit Merkmalen der Erfindung;

Fig. 2 graphisch die HF-Magnetfeldintensität in Abhängigkeit von der Zeit zur Veranschaulichung eines Verfahrens zur Anregung der Spinechoresonanz der untersuchten Probe;

Fig. 3 eine Fig. 2 ähnliche graphische Darstellung eines alternativen Verfahrens zur Anregung der Spinechoresonanz der untersuchten Probe;

Fig. 4 schematisch die Speicherung der Resonanz-Spek-traldaten im Speicher des Computers nach Fig. 1;

Fig. 5 ähnlich wie in Fig. 4, einen Block Resonanzdaten nach Fourier-Transformation entsprechend der Gleichung unter Fig. 4 und 5;

Fig. 6 graphisch einen Block Resonanzdaten entsprechend Fig. 5 nach Intervertieren der Matrix entsprechend den Gleichungen unter dem Block in Fig. 6;

Fig. 7 schematisch einen Block Spektraldaten, der im Speicher des Rechners nach Fig. 1 gespeichert ist und einer zweiten Fourier-Transformation derselben entsprechend den Formeln unter Fig. 7 entspricht;

Fig. 8 ein Diagramm ähnlich Fig. 7 zur Veranschaulichung der Inversion der Matrix der Daten nach Fig. 7 entsprechend den Gleichungen, die unter Fig. 8 angegeben sind;

Fig. 9 schematisch einen Block Resonanzdaten, der aus den Daten nach Fig. 8 entsprechend der unter Fig. 9 angegebenen Gleichung abgeleitet ist;

Fig. 10 ein Fig. 9 ähnliches Diagramm eines Blocks Resonanzdaten, die im Speicher des Computers nach Fig. 1 gespeichert sind und von den Daten in Fig. 8 entsprechend der Gleichung unter Fig. 10 abgeleitet sind;

Fig. 11 ein Diagramm ähnlich Fig. 9 und 10 mit Veranschaulichung der Daten nach Fig. 9 und 10 und deren Interpolation zur Entzerrung der Frequenzintervalle in coi- und co2-Richtung;

Fig. 12 ein schematisches Diagramm ähnlich Fig. 11; zur Veranschaulichung der Projektion der Spektraldaten nach Fig. 11 unter einem Winkel von 45° zur cü2-Achse;

Fig. 13 eine zweidimensionale Darstellung der Resonanz-Spektraldaten mit Veranschaulichung als Spannungsverlauf C des projizierten Spektrums, das durch Durchführung des Schrittes nach Fig. 12 abgeleitet ist;

Fig. 14 ein Computer-Flussdiagramm zur Veranschaulichung der Arbeitsweise des Computers nach Fig. 1 zur Durchführung des Resonanzverfahrens nach der Erfindung;

Fig. 15 ein Computer-Flussdiagramm zur Veranschaulichung der Echozug-Subroutine des Flussdiagramms nach Fig. 14, und

Fig. 16 ein Computer-Flussdiagramm zur Veranschaulichung der Betriebsweise des Computerprogramms zum Projizieren der Spektraldaten, das am Abschluss des Programms nach Fig. 14 ausgeführt wird.

In Fig. 1 ist ein gyromagnetisches Resonanzspektrometer 11 mit Merkmalen der Erfindung dargestellt. Kurz gesagt, das Spektrometer 11 weist einen Behälter 12 zur Aufnahme gyromagnetischer Teilchen auf, beispielsweise Atomkerne oder ungepaarte Elektronen, die analysiert werden sollen. In einem typischen Ausführungsbeispiel kann der Probenbehälter 12 relativ komplexe Moleküle enthalten, wie Biomoleküle, Enzyme, Peptide, Proteine oder allgemein komplizierte organische Moleküle.

Eine gemeinsame Sende-Empfangs-Spule 13 ist koaxial um den Behälter 12 herum angeordnet; diese Spule ist in axialer Ausfluchtung mit der Y-Achse des Cartesischen Koordinatensystems gewickelt, das in Fig. 1 angedeutet ist. Die einzelne Sende-Empfangs-Spule 13 ist am ein gyromagnetisches Einspulen-Resonanzspektrometer 14 angeschlossen, beispielsweise Varian Modell CTF-20 oder Bruker Modell SPX 4-100.

Die zu untersuchende Probe ist in einem relativ kräftigen unidirektionalen magnetischen Polarisationsfeld Ho angeordnet, das zwischen den Polschuhen 15 und 16 eines relativ grossen Elektromagneten erzeugt wird, beispielsweise eines Elektromagneten mit 38 cm Polschuh-Durchmesser oder, in einer bevorzugten Ausführungsform, im Feld eines supraleitenden Magneten mit einer Magnetfeldintensität entsprechend einer Larmor-Resonanzfrequenz der gyromagnetischen Resonatoren im Bereich von 220 bis 360 MHz.

Das Spektrometer 14 ist mit einem Digital-Computer 17 verbunden, beispielsweise Varian 620/L-100 mit einem Speicher von 12 kBit, und zwar über einen Analog-Digital-Wand-ler 18. Ein Ausgang des Computers führt zu einer Druckanzeige 19, um zweidimensionale spektrale Darstellungen der Resonanzspektren der untersuchten Probe zu erhalten. Eine typische 2D-Ausgabe ist in Fig. 13 dargestellt. Eine Synchron- und Befehlsleitung 21 führt Signale vom Computer 17 zum Spektrometer 14, um das Spektrometer unter die Steuerung des Computers 17 zu bringen.

Im Betrieb wird das Spektrometer 14 vom Computer 17 in der Weise gesteuert, dass die Spinecho-Resonanz der gyromagnetischen Resonatoren in der Probe angeregt wird. In einem typischen Ausführungsbeispiel können die gyromagnetischen Resonatoren die Protonen eines relativ komplexen Kohlenwasserstoffmoleküls sein. Das Spektrometer weist einen internen HF-Sender auf, der einen Impuls 22 eines hochfrequenten Magnetfeldes an die untersuchte Probe anlegt, wobei der Felovektor des HF-Magnetfeldes rechtwinklig zur Richtung des magnetischen Polarisationsfeldes liegt. Die Frequenz des hochfrequenten Magnetfeldes wird gleich der Lamor-Resonanzfrequenz der untersuchten gyromagnetischen Resonatoren gewählt, und die Intensität und Dauer des ange5

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legten magnetischen HF-Feldes werden so gewählt, dass die Magnetisierungsvektoren der gyromagnetischen Resonatoren rechtwinklig zur Richtung des magnetischen Polarisationsfeldes gekippt werden. Das wird durch den Impuls 22 in Fig. 2 angedeutet. Wenn die Resonatoren um 90° gekippt 5 sind, wird der HF-Impuls beendet, und die Resonatoren beginnen, um das magnetische Polarisationsfeld Ho zu präzedie-

ren. Nach einer Zeitspanne entsprechend -y-wird ein zweiter

Impuls des hochfrequenten Magnetfeldes mit einer solchen 10 Intensität und Dauer angelegt, dass die Magnetisierungsvektoren der präzedierenden gyromagnetischen Resonatoren um 180° gekippt werden, so dass der Defokussierungseffekt ihrer Präzession um die Richtung des magnetischen Polarisationsfeldes Ho rückgängig gemacht wird. Das wird durch Impuls 15

23 angedeutet. In einer Zeit nach der Mitte des Impulses

23 erreicht ein Spinecho-Resonanzsignal, das sich durch das Anlegen der Impulse 22 und 23 ergibt, eine maximale Amplitude in der Sende-Empfangs-Spule 13. Das induzierte Resonanzsignal wird mit der Sende-Empfangs-Spule 13 auf- 20 genommen und vom Spektrometer in der Weise detektiert,

dass es bei einer Anzahl gleicher Intervalle der Zeit t2 abgefragt wird, die nach ti beginnt. Ersichtlich beginnt also zum Zeitpunkt ti nach der Anlegung des ersten Impulses 22 das Detektieren des Spinecho-Resonanzsignals, und das Spinecho- 25 Resonanzsignal wird an einer Anzahl gleicher Intervalle der Zeit t2 detektiert. Die detektierten Resonanzdaten werden im Speicher des Computers 17 gespeichert.

Als Alternative ziim Anlegen eines einzelnen 180°-Impul-ses 23 kann während des Zeitintervalls ti eine Folge solcher 30 Impulse verwendet werden, wie in Fig. 3 angedeutet. Bei dem Spinecho-Verfahren nach Fig. 3 folgt der erste 180°-Impuls dem 90°-Impuls nach einer Zeitspanne %, und folgende 180°-Impulse folgen dem ersten Impuls nach Zeitintervallen Ix. Die Zeit ti zwischen dem Kippen der Magnetisierungs-35 Vektoren und dem Detektieren des Spinechos 24 bleibt bei ti, das gleich ist 2nr.

Das Verfahren nach Fig. 3 hat den Vorteil, eine bessere Auflösung zu liefern, weil Diffusionseffekte innerhalb der Probe kompensiert werden. Es ist jedoch etwas komplizierter 40 als das Verfahren nach Fig. 2, und eine zusätzliche Komplikation bei dem Verfahren nach Fig. 3 besteht darin, dass die Spitzenamplitude der detektierten Spinechoresonanz das Vorzeichen ändert, sie ist negativ für das erste oder jedes ungeradzahlige Echo, und positiv für jedes geradzahlige Echo. 45 Wenn also das Verfahren nach Fig. 3 verwendet wird, ist es notwendig, das Vorzeichen jedes zweiten aufgezeichneten Echos umzukehren oder die Phase des HF-Sendeimpulses zu ändern.

Erfindungsgemäss wird die detektierte Spinecho-Resonanz 50 an einer Vielzahl von zeitlich versetzten Intervallen gemessen, beispielsweise 64 Intervallen von t2, und zwar für jeden Wert von ti. Jeder abgefragte Wert des detektierten Spinecho-Resonanzsignals wird für ein gegebenes Spinechosignal in einer entsprechenden Stelle des Speichers des Computers 17 55 aufgezeichnet, wie im Speicherdatenblock in Fig. 4 angedeutet. Es sind dann m Spinecho-Resonanzsignale aufgezeichnet, eines für jeden unterschiedlichen Wert von ti. Das ist durch jede unterschiedliche Reihe in Fig. 4 angedeutet. In einem einfachen Beispiel werden nur acht Resonanzdaten- 60 werte Mjt für jedes Spinecho-Resonanzsignal betrachtet, und es wird angenommen, dass nur acht Echosignale vorhanden sind, von denen jedes einem unterschiedlichen Wert von ti entspricht. Die resultierenden 64 Resonanzdatensignalwerte sind dann in einen Speicherblock gespeichert, wie in Fig. 4 65 angedeutet.

In nächsten Schritt werden die in Fig. 4 angedeuteten Resonanzdaten von der Zeitdarstellung in die Frequenzdarstellung Fourier-transformiert, wobei die resultiernden Daten in einem Speicherblock in der in Fig. 5 angedeuteten Weise gespeichert werden. Im Prozess der Fourier-Transformation der Daten des Blocks nach Fig. 4 in die des Blocks nach Fig. 5 werden acht Nullwerte zu jeder Reihe der Daten in Fig. 4 addiert, ehe die Fourier-Transformation in die Frequenzdarstellung durchgeführt wird, entsprechend der unter Fig. 4 und 5 dargestellten Gleichung. Das erlaubt es, reelle und imaginäre Teile der Resonanzspektraldaten zu erhalten und im Speicherblock gemäss Fig. 5 zu speichern.

Als nächstes werden die Spektraldaten des Speicherblocks nach Fig. 5 entsprechend den Gleichungen im unteren Teil von Fig. 6 invertiert und inj einem Speicherblock in der in Fig. 6 dargestellten Weise gespeichert.

Als nächstes wird eine zusätzliche gleiche Anzahl von Nullwerten zu jeder Reihe des Speicherblocks nach Fig. 6 addiert. Dann werden die Daten des expandierten Speicherblocks nach Fig. 6 wieder Fourier-transformiert und in einem Speicherblock gemäss Fig. 7 gespeichert. Die zweite Fourier-Transformation der Daten des expandierten Speicherblocks nach Fig. 6 in den Datenblock nach Fig. 7 erfolgt entsprechend den Fourier-Transformationsgleichungen im unteren Teil von Fig. 7.

Als nächstes werden die Spektraldaten in der Frequenzdarstellung nach Fig. 7 invertiert und in der invertierten Form gespeichert, wie im Speicherblock nach Fig. 8 gezeigt. Die Inversionen erfolgen entsprechend den Gleichungen im unteren Teil von Fig. 8.

Als nächstes werden die reellen und imaginären Spektraldaten des Speicherblocks nach Fig. 8 in absolute Spektral-datenwerte für positive Frequenzwerte von on konvertiert und in einem Speicherblock gemäss Fig. 9 gespeichert. Die Transformation der positiven Frequenzdaten vom Speicherblock nach Fig. 8 in den Datenblock nach Fig. 9 erfolgt entsprechend der Gleichung im unteren Teil von Fig. 9. Bei diesem Schritt des Prozesses wird der Speicherdatenblock auf eine Matrix 8X8 reduziert. In ähnlicher Weise werden negative cui-Frequenzdaten aus dem Datenspeicherblock nach Fig. 8 in die Daten des Speicherblocks nach Fig. 10 entsprechend den Gleichungen im unteren Teil von Fig. 10 konvertiert.

Als nächstes werden die Daten von den Speicherblöcken nach Fig. 9 und 10 in einen Speicherdatenblock mit gleichen Frequenzsichritten sowohl längs der 0)2- als auch cui-Achse gemäss Fig. 11 kombiniert. In Fig. 11 ist angenommen, dass der o)2-Schritt /\cû2 viermal so gross ist wie der coj-Schritt A«!, und es sind deshalb interpolierte Werte S1/4, S1/2, S3/4 in die Reihen eingesetzt, die sich in1 co2-Richtung erstrecken, so dass gleiche Frequenzschritte längs beider Achsen erreicht werden. Die Interpolation ist lediglich eine lineare Interpolation zwischen zwei benachbarten, vorher aufgezeichneten Signaldatenwerten. Zusätzlich werden negative &>i-Frequenz-daten interpoliert und im Speicherblock nach Fig. 11 gespeichert. Die Entzerrung der Frequenzschritte längs der orthogonalen a>i- und (»2-Achsen erleichtert eine 45°-Projek-tion der Resonanzdaten des Blocks nach Fig. 11.

Die Projektion, die der nächste Schritt ist, ist in Fig. 12 dargestellt und wird leicht dadurch durchgeführt, dass die Daten aufeinanderfolgender Reihen in der eui-Richtung um einen Schritt nach rechts verschoben werden. Die Projektion wird dadurch erhalten, dass die verschiedenen Signalwerte für eine bestimmte Spalte in coi-Richtung summiert werden. Die projizierten Summen werden dann längs der ffl2-Achse ausgegeben, um ein erheblich vereinfachtes Resonanzspektrum zu erhalten, wie durch den Spannungsverlauf c in Fig. 13 dargestellt ist. Der Spannungsverlauf c ist ein Spektrum, das von einer Spin-Spin-Multiplettstruktur frei ist. Der Spannungsverlauf a nach Fig. 13 zeigt das Resonanzdatenspek

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trum, wie es erhalten wird, wenn alle Spin-Spin-Kopplungseffekte vorhanden sind, und entspricht einer Projektion der Spektraldaten des Speicherblocks nach Fig. 11 auf die a>2-Achse. Das gekoppelte Spektrum (a) zeigt sechs chemische verschobene Gruppen, wobei jede Gruppe durch homonukleare Spin-Spin-Kopplung in überlappende Multiplettlinien aufgespalten ist. Die Darstellung nach Fig. 13 ist eine isometrische Projektion und Darstellung der Resonanzdaten im Block nach Fig. 11.

In einem nächsten Schritt werden die Resonanzdaten des Blocks nach Fig. 11 auf die «i-Achse projiziert, indem die Werte jeder Reihe in der on-Achse summiert werden, um ein J-Kopplungsspektrum der untersuchten Probe zu erhalten. Das J-Kopplungsspektrum ergibt wichtige und wertvolle Daten, wie in der US-PS 3 753 081 beschrieben.

Bei dem beschriebenen Verfahren kann es vorteilhaft sein, schwache magnetische Hintergrund-Kernresonanzsignale zu unterdrücken. Das kann vor den beschriebenen Projektionen getan werden, indem eine ziemlich grobe Digitalisierung der Daten verwendet wird, wodurch schwache Signale unterdrückt werden. Zusätzlich glättet die während der Projektion erhaltene zeitliche Mittelwertsbildung die Digitalisierungs-schritte fast vollständig.

Zusätzlich ist es oft nicht erwünscht, vollständige 2D-Spektren komplizierter Moleküle aufzuzeichnen. Das kann zu viel Speicher erfordern. Es wird deshalb in solchen Fällen eine 2D-Spreizung nur eines ausgewählten Spektralbereiches verwendet. Das wird in bequemer Weise dadurch erreicht, dass komplette Echos des gesamten Spektrums aufgezeichnet werden und im ersten Fourier-Transformations-schritt nach Fig. 5 transformiert werden. Nach dem ersten Fourier-Transformationsschritt wird der interessierende Spektralbereich ausgewählt, gespeichert und bei der zweiten Fourier-Transformation nach Fig. 7 verwendet. Als andere Alternative wird ein Analogfilter verwendet, um die Resonanzen auszuwählen, deren Ansprechen besonders interessiert. Auch ist die Anzahl der Echos, die aufgezeichnet werden müssen, um eine ausreichende Auflösung in «i-Richtung zu erhalten, durch den kleinen Bereich der Kopplungskonstanten in tui-Richtung ziemlich begrenzt.

Der Vorteil der Erfindung liegt darin, dass sie eine erhebliche Vereinfachung der aufgezeichneten Spektren für Zwek-ke der Anlyse erlaubt, ohne dass Information verloren wird. Die Technik erlaubt eine zweidimensionale Spreizung komplizierter magnetischer Kernresonanzspektren, d. h. von Biomolekülen oder synthetischen Polymeren. Gleichzeitig erlaubt die Technik eine vollständige homonukleare Entkopplung von NMR-Spektren. Das ist besonders für Protonenspektren nützlich und insbesondere in Verbindung mit biochemischen Anwendungen, die im allgemeinen auf die Protonenspektroskopie beschränkt sind und die durch die vielen Spin-Spin-Kopplungen besonders kompliziert sind. Das Verfahren nach der Erfindung erlaubt es erstmals dem Benutzer, extrem komplizierte Spektren mittels der zweidimensionalen Spreizung und vollständiger Entkopplung zu entwirren. Das Verfahren nach der Erfindung ist besonders nützlich hinsichtlich relativ schwach gekoppelter Spin-Spin-Systeme. Die meisten biologischen Anwendungsfälle arbeiten mit Hochfeldspektro-metern, d. h. supraleitenden Hochfeldspektrometern im Lar-mor-Resonanzbereich von 220 bis 360 Megahertz. Bei diesen hohen Feldern sind die meisten Spektren schwach gekoppelt.

Hinter der Erfindung steht die Theorie, dass Echoamplituden in Spinechoexperimenten von der chemischen Verschiebung nicht beeinflusst werden und ausschliesslich die Effekte nuklearer Spin-Spin-Kopplungskonstanten reflektieren und von Relaxationserscheinungen solang die Kopplungen ausreichend schwach sind. Der freie Zerfall der einzelnen Echos wird andererseits durch die vollständig nukleare Hamiltoru'sche beherrscht. Der freie Zerfall eines Echos ist aus den verschiedenen Magnetisierungsvektoren Mjk (ti, t2) zusammengesetzt. Diese beschreiben die beobachtbare Quermagnetisierung der Resonanzlinie k in dem Multiplett, das zu einem Satz j magnetisch äquivalenter Kerne mit der Zeeman-Frequenz ßj gehört, Mjk(ti,t2) = Mjk(0,0) cos Ojkti + <wjkt2) exp (-ti/T2jk-t2/T*2ik) mit o>jk = ßj + yjk. Die Multiplettauf-spaltung wird bezeichnet durch )'jk = 2rc2'iJjimik mit den Kopplungskonstanten Jji und den magnetischen Quantenzahlen mik des Kernes 1. T2jk ist die Quer-Relaxationszeit der Resonanzlinie jk und T*2jk enthält zusätzlich die Effekte der Magnetfeldinhomogenität. Die beiden Zeitparameter ti und t2 sind in Fig. 1 definiert.

Um ein zweidimensionales J-aufgelöstes Spektrum zu erhalten, wird ein vollständiger Satz Echos für verschiedene ti-Werte aufgezeichnet. Eine zweidimensionale Fourier-Transformation von M(ti,t2) liefert das 2D-Spektrum S(wjl, coi). Der Beitrag der Magnetisierungskomponente

Mik(ti,t2) zum Absolutwert | S | (oh, a>2) ist für co2 > 0 gegeben durch

|S|ik(coi,co2) = i-Mjk(0,0) [lmuk + Ol'-7ik)2}-1/2[1/T*22jk + (tt>2-Wjk)2] ~1/2.

Ein zweidimensionales J-aufgelöstes Spektrum einer zusammengesetzten Probe ist in Fig. 13 bei (c) dargestellt. Jede Spitze des ursprünglichen Spektrums [Fig. 13 bei (a)] ist durch eine Spitze mit der richtigen Intensität in der zweidimensionalen Darstellung dargestellt. Die Selektivität längs o>2 ist durch die ungestörten Resonanzfrequenzen <»jk dargestellt, während die Spreizung in coi-Richtung ausschliesslich durch die Multiplettaufspaltung yjk bestimmt ist. Ein Vergleich mit dem Originalspektrum zeigt, dass die Multi-plettauflösung signifikant verbessert worden ist, so dass die Analyse selbst von sehr komplizierten Mustern sehr leicht ist.

Es ist ausserordentlich wichtig zu beachten, dass die Spitzen k jedes Multipletts j auf einer geraden Linie liegen, die durch den Punkt ßj auf der co2-Achse hindurchgeht. Mittels einer Projektion des 2D-Spektrums längs dieser Richtung auf die w2-Achse ist es nun möglich, ein vollständig entkoppeltes Spektrum zu erhalten. Das ist in Fig. 13 bei c demonstriert, wo deutlich die sechs Spitzen gezeigt werden, die den sechs Sätzen nicht-äquivalenter Protonen in der Probe entsprechen. Die erhaltene Auflösung ist stark durch die 64 Werte eingeschränkt, die zur Darstellung des Spektrums verwendet wurden. Es gibt keine prinzipielle Einschränkung, um eine bessere Auflösung zu erhalten, indem eine grössere Datenanordnung verwendet wird.

Es ist keinesfalls notwendig, ein vollständiges 2D-Spek-trum aufzuzeichnen, um Information über einen speziellen Frequenzbereich zu erhalten. Es ist leicht möglich, einen schmalen Teil des Spektrums nach der ersten Fourier-Trans-formation der verschiedenen Echos mit Bezug auf t2 auszuwählen.

Ein Computer-Flussdiagramm für ein Computerprogramm ist in Fig. 14 bis 16 dargestellt.

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PATENTANSPRÜCHE

1. Verfahren zur gyromagnetischen Resonanzspektroskopie, dadurch gekennzeichnet, dass die Magnetisierungsvektoren von Spin-Spin-gekoppelten Teilchen erster und zweiter Art periodisch gegenüber dem Vektor eines magnetischen Polarisationsfeldes gekippt werden, in das die Teilchen eingebracht sind, dass darauf den Teilchen erlaubt wird, frei im Polarisationsfeld zu präzedieren, dass die Magnetisierungsvektoren der präzedierenden Teilchen periodisch um 180° gekippt werden, um den Defokussierungseffekt der Präzession der Teilchen im Polarisationsfeld rückgängig zu machen und dadurch eine Spinecho-Resonanz der Teilchen zu erhalten, dass die Spinecho-Resonanz der Teilchen periodisch mit der Periodendauer t2 detektiert wird, und dass die Zeitspanne ti zwischen dem ersten Kippen der Magnetisierungsvektoren und dem Detektieren der Spinecho-Resonanz nach einer bestimmten Anzahl der periodisch detektierten Spinecho-Reso-nanzen geändert und eine weitere Serie von Spinecho-Reso-nanzen detektiert wird, um Daten über gyromagnetische Resonanzen der Spin-Spin-gekoppelten Teilchen erster und zweiter Art zu erhalten.
2. Verfahren nach Anspruch 1, dadurch gekennzeichnet, dass die Sätze von Spinecho-Resonanzdaten in Abhängigkeit von t2 aus der Zeitdarstellung in die Frequenzdarstellung mit der Frequenz co2==-^Fourier-transformiert werden, umSätze t2

von spinecho-Resonanzdaten in Abhängigkeit von ti und co2 zu erhalten.
3. Verfahren nach Anspruch 2, dadurch gekennzeichnet, dass die Fourier-transformierten Sätze von Spinecho-Reso-nanzdaten in Abhängigkeit von ti in die Frequenzdarstellung mit der Frequenz <m=-^-Fourier-transformiert werden, um ti

Sätze von Spinecho-Resonanzspektraldaten in Abhängigkeit sowohl von coi als auch eoa zu erhalten.
4. Verfahren nach Anspruch 3, dadurch gekennzeichnet, dass die Sätze von Spinecho-Resonanzdaten als Funktion von wi und cos auf eine Achse in der coi-oj2-Ebene projiziert werden, um vereinfachte gyromagnetische Resonanzspektraldaten zu erhalten.
5. Verfahren nach Anspruch 4, dadurch gekennzeichnet, dass die coi- und co2-Achsen orthogonal sind und dass die Projektion auf die co2-Achse längs einer Linie von etwa 45° zur oj2-Achse erfolgt.
6. Verfahren nach Anspruch 4, dadurch gekennzeichnet, dass die coi- und oj2-Achsen orthogonal zueinander sind und die Projektion allgemein orthogonal zur coi-Achse und auf diese erfolgt.
7. Vorrichtung zur Durchführung des Verfahrens nach Anspruch 1, gekennzeichnet durch eine Einrichtung zum periodischen Kippen der Magnetisierungsvektoren von Spin-Spin-gekoppelten Teilchen erster und zweiter Art gegenüber dem Vektor eines magnetischen Polarisationsfeldes, in das die Teilchen eingebracht sind, eine Einrichtung, mit der die Magnetisierungsvektoren der im Polarisationsfeld präzedierenden Teilchen periodisch um 180° gekippt werden, um den Defokussiereffekt der Präzession der Teilchen im magnetischen Polarisationsfeld rückgängig zu machen und dadurch Spinecho-Resonanzen der Teilchen zu erhalten, eine Einrichtung, mit der die Spinecho-Resonanz der Teilchen periodisch mit der Periodendauer t2 detektiert wird, und eine Einrichtung, mit der die Zeitspanne ti zwischen dem ersten Kippen der Magnetisierungsvektoren und dem Detektieren der Spinecho-Resonanz nach einer bestimmten Anzahl von periodisch detektierten Spinecho-Resonanzen geändert und eine weitere Serie von Spinecho-Resonanzen detektiert wird, um Daten über die gyromagnetische Resonanz der Spin-Spin-gekoppelten Teilchen zu erhalten.
8. Vorichtung nach Anspruch 7, gekennzeichnet durch eine Einrichtung zur Fourier-Transformation der Sätze von Spinecho-Resonanzdaten in Abhängigkeit von t2 aus der Zeitdarstellung in die Frequenzdarstellung mit der Frequenz co=—, um Sätze von Spinecho-Resonanzdaten in Abhängig-t2

keit von ti und cm zu erhalten.
9. Vorrichtung nach Anspruch 8, gekennzeichnet durch eine Einrichtung zur Fourier-Transformation der Fouriertransformierten Sätzen von Spinecho-Resonanzdaten in Abhängigkeit von ti, in die Frequenzdarstellung mit der Frequenz coi =2^L, um Sätze von Spinecho-Resonanzspektralda-

ti ten in Abhängigkeit sowohl von cai als auch von co2 zu erhalten.
10. Vorrichtung nach Anspruch 9, gekennzeichnet durch eine Einrichtung zum Projizieren der Sätze von Spinecho-Resonanzdaten in Abhängigkeit sowohl von coi als auch cm auf eine Achse in der o)i-öj2-E'oene, um vereinfachte gyromagnetische Resonanzspektraldaten zu erhalten.
11. Vorrichtung nach Anspruch 10, dadurch gekennzeichnet, dass die coi- und a>2-Achsen orthogonal sind und dass die Projektion auf die cü2-Achse längs einer Linie etwa 45°

zur cü2-Achse erfolgt.
12. Vorrichtung nach Anspruch 10, dadurch gekennzeichnet, dass die coi- und co2-Achsen orthogonal zueinander sind und die Projektion allgemein orthogonal zur coi-Achse und auf diese erfolgt.

Die gyromagnetische Spinechoresonanz ist dazu verwendet worden, ein Spektrum von Spin-Spin-Kopplungs-konstanten zu erhalten, das frei ist von Inhomogenitätseffekten des Magnetfeldes und chemischen Verschiebungen (US-PS 3 753 081).

Es ist ferner vorgeschlagen worden, die Multiplett-Spek-tralstruktur, die durch gekoppelte gyromagnetische Resonatoren geliefert wird, beispielsweise heteronukleare Kopplung, dadurch aufzulösen, dass eine Folge von kurzzeitig induzierten frei abklingenden Resonanzen erzeugt wird und während einer bestimmten Zeit t2 die abklingende Resonanz detektiert wird. Ein entkoppelndes HF-Magnetfeld wird angelegt, um eine der Gruppen von Resonatoren, die mit der anderen gekoppelt ist, während des freien Abklingens der Resonanz der ersten Gruppe anzuregen, um die Spins der beiden Gruppen zu entkoppeln. Die Dauer ti des Entkopplungseffektes wird von einer abklingenden Resonanz zur nächsten geändert. Die detektierten Resonanzdaten, die eine Funktion von zwei Zeitintervallen sind, nämlich ti und t2, werden dann durch doppelte Fouriertransformation in die Frequenzdarstellung gebracht und zweidimensional dargestellt, um die Multiplett-Struktur der Spektren der ersten Gruppe der gyromagnetischen Körper aufzulösen (Deutsche Patentanmeldung Nr. P 26 56 166.0).