CN1975395B - 改进核磁共振频谱分析中弱敏感原子核类探测的方法和装置 - Google Patents

Abstract

本发明总体上涉及核磁共振频谱分析(Nuclear MagneticResonance Spectroscopy NMRS)，如其在此期间也用于检查人体生化或新陈代谢过程的放射性诊断术中(所谓“活体内频谱分析”)那样。本发明特别涉及NMR频谱分析实验的改进以及用于实施该实验的装置，该实验在NMR活性强敏感原子核类(X)的参与下将极化转移用于改进对弱敏感原子核类(A)的探测，其中，所有入射的HF脉冲顺序地入射，即相互间以确定的时间间隔入射，从而在该序列的任何时间点上都没有不同的HF脉冲同时地或者重叠地入射，其中，HF脉冲的顺序序列实现两个参与的原子核类(A)、(X)的极化转移。

Description

改进核磁共振频谱分析中弱敏感原子核类探测的方法和装置

技术领域

本发明总体上涉及核磁共振频谱分析(英语：Nuclear MagneticResonance Spectroscopy，NMRS)，正如其在此期间也用于检查人体中的生化或新陈代谢过程的放射性诊断术(称为“活体内频谱分析”)那样。在此，本发明特别涉及磁共振频谱分析(MRS)实验的改进以及用于实施该实验的装置，该实验为对待探测的不敏感原子核类进行信号放大而使用极化转移。

背景技术

磁共振频谱分析同磁共振断层造影频谱学(MRT)一样，也以1946年发现的核自旋共振效应为基础，它在基础研究中首先用于测量原子核的磁特性。人们在60年代才注意到，原子核的核共振信号(NMR信号)也受其化学环境的影响并可以将这种“化学位移”用于表征化学物质的特性，在试管内建立所谓“高分辨率的NMR”。这种高分辨率的NMR至今在物理、化学、生物化学和药学研究和开发方面卓有成效地用于复杂大分子的分析或结构分析。

80年代初期人们发现，核共振信号由于其对化学环境(含水组织或脂肪组织)的依赖性而作为医学非侵入式成像技术的基础，它作为磁共振断层造影术(MRT)至今是医学领域最重要的放射性检查方法之一。

然而不容忽视的是，磁共振断层造影中的成像信号还含有化学信息，可以为检查活体内的生化反应或新陈代谢过程而对其进行分析。与通常在实验室中进行的试管内的“高分辨率NMR”相反，或与纯成像的核磁共振断层造影(MRT)相反，人们称这种在活体生物体上或者活体器官上的空间分辨的频谱分析为“活体内频谱分析”或者“医疗磁共振频谱分析”(MRS)。

下面简要介绍核自旋共振的物理原理：

无论是在MRS还是在MRT中，所要检查的对象(患者或者器官)均承受恒定的强磁场。由此该对象内此前无规则取向的原子的核自旋对齐，从而产生离散的能量状态。高频波现在可以在这些能级之间产生跃迁。如果通过高频脉冲达到例如这些状态的均匀占据，那么在断开观察线圈内的高频场后可以观察到感应信号。通过使用由所谓的梯度线圈产生的不均匀磁场，可以选择性地激励测量对象并对这些信号进行空间编码。

记录MRS中数据在所谓的时域内进行，MRT数据的记录在所谓的k空间(同义词：频率空间)内进行。频域内的MR频谱或所谓图像空间内的MRT图像借助于傅里叶变换与所测量数据相关联。

因此，在同时使用梯度线圈的情况下，借助于层选择高频脉冲进行对象内的体激励。为激励MRS内的长方体在三个正交的空间方向上采用三个层选择高频脉冲。一般情况下是三个正弦形、高斯形或者双曲线形的HF脉冲，它们被同时利用矩形或者梯形梯度线圈入射到所要检查的对象中。HF脉冲通过HF天线入射。

通过组合刚才提到的脉冲，在所要检查的对象中的一般情况下为矩形的确定范围内入射特定于一个核类的共振频率范围内的频谱。在所选择范围(英语：Volume of Interest，VOI)内的各原子核在其一侧以电磁响应信号(电动力，英语：Electromotive force，emf)进行反应，这些信号以和信号(Free-Induction-Decay-Signal，FID信号，自由感应衰减信号)的形式或以(半)(自旋)回波信号的形式在所提到的HF天线的专用接收模块内得到检测。该模拟信号(FID或者回波)通过接通ADC(模数转换器)进行扫描、数字化并在计算机单元内储存或进行傅里叶变换，由此可以在可视化单元(监视器)上显示所谓的“频谱”。

所测量的(FID或者回波)信号的两个分量描述了在一个固定参照系(实验室坐标系)的x-y平面上的核磁化矢量

的已经作为拉莫尔进动提到的时间上的振荡特性的投影。

通过T₂加权的横向驰豫(自旋-自旋驰豫)确定信号的时间衰减。横向驰豫导致取决于时间的横向磁化消失，其中，时间T₂——确切地说，在依据公式

$\frac{1}{T_2^{*}}=\frac{1}{T_2}+\mathrm{\γ\Δ}{B}_0---\left(1\right)$

考虑局部B₀磁场的非均匀性ΔB₀时是时间T₂ ^*——作为特征时间常数确定FID信号或者回波信号的衰减。在此，γ表示旋磁比，它说明各核对外部磁场的能量耦合常数，并对各个核类是不变的常数。

复杂和取决于时间(也就是三维)的FID信号或者回波信号本身在一定程度上也是对此前入射到所要检查的物质或所要检查的组织内的一个或者多个圆极化高频激励脉冲的电磁响应。

如果该物质仅由单一的核类(例如纯水中的质子)组成并且HF激励脉冲以一个精确对应于质子的拉莫尔频率的频率(在1.5特斯拉时为63.8MHz)入射，那么所测得的水质子FID或回波信号不包括谐波/周期部分(正弦和余弦形分量)，因为在(以63.8MHz)旋转的参照系中不进行横向磁化的进动/旋转。(旋转方向上的相对运动等于零)。单独且唯一可测量的是表示未经调制的指数函数(图2A中的虚曲线)的由驰豫造成的横向磁化矢量的指数缩短。

如果入射的HF激励脉冲具有不精确地对应于水质子的频率(例如63.8MHz+400Hz)，但由于其脉冲宽度却又诱发质子的激励，那么所测得的FID或回波信号，在一个等于HF脉冲的频率的用于数据记录的基准频率下，包括400Hz的谐波部分，根据图2A，该部分被调制成指数驰豫下降 $e^{\frac{-t}{T_2^{*}}}$

一般情况下，所要检查的物质或所要检查的对象(医学上为活体内的频谱分析)一方面不仅包括一个核类(1H、31P、13C)，而且也包括多个要分析的核类。另一方面，相同核类的核由于其在不同分子(不同的化学环境)中的不同化学键具有彼此相对不同的共振(拉莫尔频率)并可以被区分成所谓的代谢物。

在(活体内的)质子频谱分析中，信号的共振范围在约63.8MHz下为10ppm，在(活体内的)磷频谱分析中的频谱宽度在26MHz时约为30ppm，而在(活体内的)13C频谱分析中，频谱中的共振在约16MHz时分布在200ppm的范围内(这些数据适用于1.5特斯拉)。相对于以ppm(百万分率)，也就是以共振频率的百万分之一为单位的系统频率(HF中心频率v₀)的共振频率变化δ的数据依据公式

$\mathrm{\δ}=\frac{V_{\mathrm{Subs}\tan z}-v_0}{v_0}\·{10}^6---\left(4\right)$

优选与磁场强度无关。

一般情况下，FID或回波信号因此是一种取决于时间的响应信号--也称为“时域信号表示”--在其指数曲线上，受激核的总共振(ω_x，，x∈N)在各个代谢物上叠加地以频率编码的方式被调制。

依据图2A仅包括单一代谢物的频率响应的FID依据图2B仅给出一条共振线。

图3A示出包括例如三个不同代谢物的频率响应的FID。可以看出，在图3A中的FID信号或回波信号编码明显比图2A中仅具有一个频率的FID信号或回波信号的复杂。这种编码可以通过傅里叶变换加密并根据各共振频率分类，由此依据图3B得到具有在ω₀、ω₁和ω₂时的所谓共振线的三个分量的频谱。

FID或回波信号的傅里叶变换(图2B、图3B)一般称为频谱，也称为“频域信号表示”。

虽然如已经提到的那样，旋磁比γ(公式(1))为各个原子核类的不变常数(例如对质子来说γ/2π＝42.577MHz/T)，但是在所检查的原子核构成不同分子内的NMR实验中发现，在相同(恒定)的外部磁场下共振频率略微不同。这是因为分子中影响化学键的电子。它们屏蔽外部磁场，从而原子核根据结合状态“看到”不同的磁场(B_K)，这起到使各个共振频率产生已经提到的略微偏移的作用并称为“化学位移δ_K”：

B_k＝B₀-δ_KB₀                    (5)

分子复合物中经常出现多条对应于各分子基团(Gruppe)的共振线。在数量上，依据公式(4)给出通常以ppm表示的相对于基线(v₀)的化学位移。

除了化学位移外，人们常常还观察到核磁共振线的以多重谱线(双重谱线、三重谱线、四重谱线等)形式的精细分裂。这是因为，不是通过空间，而是间接通过化学键的电子所确定的核之间的磁相互作用(自旋-自旋耦合)。为分析具有精细结构的频谱，通常使用能量函数(哈密尔顿算符

)，利用不同自旋状态之间的相互作用能量J_kl(标量能量耦合常数)

(6)

其本征值和本征函数必须与假设的分子模型相应地描述所测得的频谱。优选以这种方式在物理化学和生物化学中实现对(大)分子的结构说明。在医学中可以借助典型代谢物在活体内的频谱来对其进行非侵入式的探测。

在此，对于具有相对较大磁矩的质子和其它核(例如¹⁹F、²⁰³Tl、²⁰⁵Tl、³¹P)的磁共振的较弱灵敏度由于现代NMR装置可实现很高的磁场强度而不再是问题。但所有其它NMR活性(NMR-activ)的原子核类(³H除外)的NMR灵敏度远低于上述的核，在此，其可探测性由于较少的自然存在和较长的驰豫时间而变得困难，因此用于改进(活体内的)NMR探测或信号放大的方法具有重要意义。

用于改进对NMR频谱分析中弱敏感原子核的探测的方法的一类已知的方法基于所谓的极化转移，其中，通过自旋-自旋耦合将两个或两个以上能级的作为对于一个敏感核的标准的高粒子数差传递给一个耦合的不敏感核的自旋系统。

下面详细介绍基于极化转移的探测改进的原理：

简单观察由一个敏感的和一个不敏感(弱敏感)的核(例如¹H和¹³C)组成的双自旋系统。

在磁场B_o中，这些核(自旋量子数1/2)会分别采取两种离散的能量状态。这种能级的变化伴随着接收(吸收)或者输出(发射)电子量子

外部磁场B₀中的能级的占据按玻尔兹曼统计进行

其给出平行于磁场B₀地对准的剩余核磁矩。

对于两个状态E_q和E_p之间的占据差(粒子数差)来说，决定性的是在E_p→E_q跃迁时改变其自旋调整的相关核的旋磁比γ。对属于敏感核类A(大γ)的跃迁的状态，产生比对属于不敏感核类X(小γ)的跃迁状态更大的占据差。

图4A、4B和4C示意示出由强敏感核(A)和弱敏感核(X)组成的这种AX系统的能级图中的占据。

图4A示出平衡状态，其中两个最低的能级(1)和(2)占据最强(以粗横线表示)。

如果通过对于NMR频谱中A线(A1或者A2)的(选择性的)粒子数反转使相关的自旋粒子数互换，那么适用现在示出对X跃迁加强吸收(X1)和加强发射(X2)的图4B的能级图，或适用其中示出X1加强发射和X2加强吸收的图4C的能级图。在两种情况下(图4B、4C)，由于状态(1)和(3)之间或状态(2)和(4)之间选择性的粒子数反转，使占据平衡受到干扰。

此前对敏感核起决定性作用的与信号强度对应的粒子数差现在适用于不敏感核。人们把这种现象称为极化转移，其用于NMR不敏感原子核类(X)的信号放大。

在此，普遍感兴趣的是，在不敏感核，例如像¹³C(但也可以例如是¹⁵N或者²⁹Si)的¹H耦合频谱情况下灵敏度的改善，即对于具有A＝¹H和X＝¹³C的XA_n自旋系统的强度提高。

图5A、5B和5C示出具有不同耦合的CH自旋系统(n＝1)的能级图。

图5A示出在不与外部磁场B₀耦合，也就是对标量能量耦合常数适用J＝0的情况下，由于不同的C-H自旋设置而可能有的四个能级1、2、3和4。因为在这种情况下¹H跃迁3→1和4→2或¹³C跃迁2→1和4→3在能量上相等，所以在频谱中分别仅产生¹H和¹³C谱线(没有分裂或没有超精细结构)。

图5B和图5C中所示情况不同，其中发生C-H自旋状态的能量耦合，其中，在图5B的情况下平行自旋状态(↑↑、↓↓)的能级上升J/4，而反平行的自旋状态(↑↓、↓↑)的能级则下降J/4。在图5C的情况下恰恰相反。±J/4的耦合由公式

γ_1H≈4γ_13C    (9)

导出，并在任何情况下均分别导致对应的原子核类的两个在能量上不同的跃迁，这就分别造成频谱上的二重精细结构分裂，也就是说，分别造成双线形式的两条紧邻的频谱线。每个核类(Kernspezies)本身在此经历了总能量变化J。

为计算对极化转移，并因而对各个起作用的信号放大重要的粒子数比(相对的占据或跃迁概率)，有意义的是更加精确地，也就是定量地观察图4A和4C的能级图(参见图6A、图6B、图6C)。在图6A中，最低的能级具有 $\frac{1}{2}{\mathrm{\γ}}_H+\frac{1}{2}{\mathrm{\γ}}_C$ 的能量(该能量与占据概率成正比例)，而其他能级与各个耦合的自旋状态(αα＝↑↑＝与B₀平行)、(αβ＝↑↓)、(βα＝↓↑)、(ββ＝↓↓＝与B₀反平行)相对应地以升序具有 $\frac{1}{2}{\mathrm{\γ}}_H-\frac{1}{2}{\mathrm{\γ}}_C$ $-\frac{1}{2}{\mathrm{\γ}}_H+\frac{1}{2}{\mathrm{\γ}}_C$ 以及 $-\frac{1}{2}{\mathrm{\γ}}_H-\frac{1}{2}{\mathrm{\γ}}_C$ 的能量或占据概率。

在该系统的适当(自旋)准备后，通过入射特定的脉冲序列范围内的适当电磁高频脉冲，可以向该系统有针对性地输送能量，也就是说，将αβ耦合转换成能量更高的ββ耦合。该系统因此在所述准备后优选具有与B₀磁场平行的(αα＝↑↑)和反平行的(ββ＝↓↓)自旋-自旋对。

如果为清楚起见而将能级与 $\frac{1}{2}{\mathrm{\γ}}_H+\frac{1}{2}{\mathrm{\γ}}_C$ 的恒定能量份额相加，那么得到能量状态γ_H+γ_C、γ_H、γ_C和0。此外，如果考虑¹H和1³C的核灵敏度的相对比率(γ_H＝4和γ_C＝1)，那么对图6B所示的能级给出5、4、1和0的相对值。这些值如已经提到的那样，同样相应于所述相对占据概率或相对粒子数，因为表征灵敏度的磁矩

既限定了能级的差别也限定了占据概率(按照玻尔兹曼理论)。

正如从图6B清楚看到的那样，¹³C跃迁的占据差在未受激励的系统内相对低(Δ＝1-0＝+1；Δ＝5-4＝+1)。据此，¹³C双线与¹H双线相比具有很低的NMR信号强度。不过，如果将该系统通过能量转移强制到高能状态(自旋对的定向与B_o反平行)，那么产生影响频谱中Δ＝1-4＝-3的发射放大以及Δ＝5-0＝+5的吸收放大的¹³C跃迁的占据差(图6C)。

NMR频谱(例如X＝¹³C)中X双重谱线的这种信号放大在图7A中示出。纵坐标的单位可任意选择。重要的是两个X双重谱线线段的明显放大。

扩展到3原子的AX自旋系统(例如到CH₂基团)导致能级的更复杂的能级图并(可以如图所示地)导致频谱内相对强度为(1)-(2)-(1)的X三重谱线(图7B)。信号放大在该系统中导致(-7)-(2)-(9)的值。

对一般扩展到A_nX自旋系统(A＝¹H、X＝¹³C)而得到的强度升高可以如图8A和图8B所示地通过与帕斯卡数值三角比较而确定。

示出了在玻尔兹曼分布下(图8A)以及在粒子数反转之后(图8B)A_nX基团(A＝¹H)的X多重谱线的线数和相对强度。各个三角形通过对所根据的能级图的(整数)能级跃迁的组合分析而得出。

自旋系统的准备以及因此极化转移的实现可以以不同的HF脉冲序列实现。最广为公知的是INEPT方法(由极化转移增强的不敏感核，InsensitiveNuclei Enhanced by Polarization Transfer，Morris，Freeman发表于J.Chem.Soc.101，760-762(1979))。

其他方法例如有再聚焦INEPT、DEPT(由极化转移实现的无失真增强Distortionless Enhancement by Polarization Transfer)、SINEPT等。

所有这些方法一般(正如后面详细介绍的那样)均以在所参与的核类(也就是例如¹H、¹³C)的不同频率上同时运用(入射)HF脉冲为基础。由此产生的缺点是，不能同时在所参与的核的不同频率上发射的NMR装置也不能利用极化转移进行NMR实验。

发明内容

因此，本发明所要解决的技术问题在于，提供一种方法以及一种适用于实施该方法的装置，该方法可以利用极化转移进行NMR实验，而无需同时运用不同频率的HF脉冲。

本发明的技术问题通过一种用于改进对NMR频谱分析中弱敏感原子核类(A)的探测的方法解决，该方法以NMR活性的强敏感原子核类(X)参与下的极化转移为基础，其特征在于，所要入射的所有HF脉冲按时序地，也就是彼此以特定的时间间隔地入射，从而在该序列的任何时间点上都没有(频率)不同的HF脉冲同时或重叠入射，其中，HF脉冲的序列顺序实现所参与的两个原子核类(A)、(X)的极化转移。

依据本发明的方法特别是在于改变再聚焦INEPT序列或者DEPT序列的HF脉冲序。

HF脉冲顺序在改变的再聚焦INEPT序列下的特征优选在于以下步骤：

-为激励强敏感核类(A)而入射第一A选择性的90_x°(A)HF脉冲，

-从第一HF脉冲中心起的时间τ₁后入射第二A选择性的180_x°(A)HF脉冲，

-从第二HF脉冲中心起的时间τ₂后入射第三X选择性的180_x°(X)HF脉冲，

-从第三HF脉冲中心起的时间τ₃后入射第四A选择性的90_y°(A)HF脉冲，

-从第四HF脉冲中心起的时间τ₂₂后入射第五X选择性的90_x°(X)HF脉冲，

-从第五HF脉冲中心起的时间τ₄后入射第六X选择性的180_x°(X)HF脉冲，

-从第六HF脉冲中心起的时间τ₂₃后入射第七A选择性的180_x°(A)HF脉冲，

-通过读出从第七HF脉冲中心起的时间τ₅后的FID信号获得X核磁共振信号。

在依据本发明改变再聚焦INEPT序列的情况下重新采用的时间间隔依据本发明具有以下特征：

τ₁＝1/4J，其中，J表示XA的耦合常数，

τ₂至少包括半个第二A选择性的180_x°(A)HF脉冲和半个第三X选择性的180_x°(X)HF脉冲之和，

τ₃＝τ₁+τ₂，

τ₂₂至少包括半个第四A选择性的90_y°(A)HF脉冲和半个第五X选择性的90_x°(X)HF脉冲之和，

τ₄取决于质子数(例如如果频谱具有所有多重谱线的话， ${\mathrm{\τ}}_4=\frac{1}{6J}$ )，

τ₂₃至少包括半个第六X选择性的180_x°(X)HF脉冲和半个第七A选择性的180_x°(A)HF脉冲之和，而

τ₅＝τ₄+τ₂₃。

此外，本发明包括在观察A_nX基团的任意X多重谱线的耦合时脉冲序列的上述改变，其中，n＝1，2，3，...。

优选的是，强敏感原子核类(A)为¹H核，而弱敏感核类(X)为¹³C核。

此外，提供一种适用于实施本发明所述方法的装置。

附图说明

下面借助实施例参照附图详细说明本发明的其它优点、特征和特性。其中：

图1示出核自旋断层造影仪的示意图，

图2A以FID信号的形式示出以单个共振表征的横向磁化的时间变化曲线，

图2B示出属于图2A的通过傅里叶变换产生的频谱，

图3A示出包括三个共振的FID信号，

图3B示出属于图3A的具有三条共振谱线的频谱，

图4A示出由敏感的原子核(A)和不敏感的原子核(X)组成的AX系统在平衡状态下的简化能级图，

图4B示出在状态(1)和(3)之间的选择性粒子数反转后在受干扰的平衡下的AX能级图，

图4C示出在状态(2)和(4)之间选择性粒子数反转后在受干扰的平衡下的AX能级图，

图5A示出无耦合的CH自旋系统的能级图，

图5B示出具有正耦合(J＞0)的CH自旋系统的能级图，

图5C示出具有负耦合(J＜0)的CH自旋系统的能级图，

图6A示出对根据图4A的能级图的定量观察，

图6B以相对占据概率的概略图示出根据图4A或图6A的能级图，

图6C以根据图4C的能级图定量地示出极化转移对信号放大的影响，

图7A示出NMR频谱中X双重谱线的信号放大，

图7B示出NMR频谱中X三重谱线的信号放大，

图8A示出在玻耳兹曼分布下多重谱线相对强度的帕斯卡数值三角，

图8B示出粒子数反转后多重谱线相对强度的帕斯卡数值三角形，

图9A示出用于AX系统(¹H、¹³C)的INEPT方法的HF脉冲顺序，

图9B以矢量图(质子矢量图)示出图9A所示的HF脉冲序列对A磁化的影响，

图10示出在用于AX系统的再聚焦INEPT方法中依据本发明的HF脉冲顺序的改变。

具体实施方式

临床磁共振频谱分析方法与传统磁共振断层造影方法的基本区别仅在于，除位置分辨之外还应分辨化学位移或超精细结构。这一点可以利用常规的核自旋断层造影实现，因此这种核自旋断层造影优选在临床核磁共振频谱分析上使用，而依据本发明的方法--将极化转移用于改进对不敏感原子核的探测的NMR实验的改变--也主要在这种核自旋断层造影中实现。但需要指出的是，依据本发明的方法也可以在个别地开发和使用的活体内的高磁场系统(目前最高7特斯拉)中以及在高分辨率的MR频谱计上使用。

图1示出核自旋断层造影仪的示意图，利用该核自旋断层造影仪可以进行临床MR频谱分析测量，而且利用其可以实现根据本发明的用于改进基于极化转移的探测的改变的序列。核自旋断层造影仪的结构在此方面与传统断层造影仪的结构相应。基本磁场磁铁1产生时间上恒定的强磁场，用于极化或对准对象(例如人体的待检查部分)中的检查区域的核自旋。核自旋共振测量所需的基本磁场的高度均匀性定义在人体的待检查部分进入其中的球形测量空间M中。为支持均匀性要求并特别是为消除时间上不变的影响，在适当的位置上安装了由铁磁材料构成的所谓填隙垫片。时间上变化的影响通过由补偿电源控制的补偿线圈2消除。

基本磁场磁铁1内安装有由三个部分绕组组成的圆柱形梯度线圈系统3。每个部分绕组由放大器供给用于在笛卡儿坐标系的各个方向上产生线性梯度场的电流。在此，梯度场系统3的第一部分绕组产生x方向上的磁场梯度(G_x)，第二部分绕组产生y方向上的磁场梯度(G_y)，而第三部分绕组产生z方向上的磁场梯度(G_z)。每个放大器包括一个数模转换器，它由用于适时产生梯度脉冲的序列控制器18控制。

高频天线4位于梯度场系统3内，它将由高频功率放大器23发出的高频脉冲转换为用于激励核并校准待检查对象或所述对象的待检查部位中的核自旋的电磁交变场。高频天线4还把从精确的核自旋发出的交变场，也就是通常由一个或者多个高频脉冲和一个或者多个梯度脉冲组成的脉冲序列所引发的核自旋回波信号，转换成被通过放大器7输送到高频系统22的高频接收信道8的电压。此外，高频系统22包括发射信道9，其中产生用于激励磁核共振的高频脉冲。在此，根据由设备计算机20预先规定的脉冲序列在序列控制器18中以复数序列数字化地显示各高频脉冲。该数字序列作为实部和虚部分别通过一个输入端12输送到高频系统22内的数模转换器并由其输送到发射信道9。在发射信道9内，脉冲序列被调制成高频载波信号，其基频与测量空间内核自旋的共振频率相对应。

从发射运行到接收运行的转换通过收发转接器6进行。高频天线4将用于激励核自旋的高频脉冲入射到测量空间M内并扫描产生的回波信号。相应获得的核共振信号在高频系统22的接收信道8内相位敏感地解调并通过相应的模数转换器转换成测量信号的实部和虚部。通过图像计算机17根据这样获得的测量数据再现图像或频谱。测量数据、图像数据和控制程序的管理通过设备计算机20进行。序列控制器18根据预定值控制各个所期望的脉冲序列的产生和相应的k空间扫描。序列控制器18在此特别是控制梯度的适时接通、具有特定相位和振幅的高频脉冲的发射以及核共振信号的接收。高频系统22和序列控制器18的时基由合成器19提供。选择用于产生核自旋图像的相应控制程序以及显示所产生的核自旋图像通过包括键盘以及一个或者多个显示屏的终端21进行。

利用刚才介绍的MRT装置可以生成各种不同的MR频谱分析序列并实现临床应用中的MR频谱定位法。依据本发明介绍的MRT装置应能够生成所要入射的不同频率的HF脉冲在时间上看起来不重叠的脉冲序列。

这一点特别是涉及将极化转移用于不敏感核的信号放大的NMR实验。

这种方法的目的在于，不同敏感的核类(CH、CH₂、NH、NH₂、...)的耦合自旋系统在能量上这样准备，使弱敏感的核类表现出增多的跃迁并因此表现出增强的发射和/或者吸收，从而使NMR频谱中这种核类的信号明显升高。

目前最广为公知的这类方法是INEPT(由极化增强的不敏感核，Insensitive Nuclei Enhanced by Polarization)，其所依据的用于AX系统的HF脉冲顺序在图9A中示出。下面借助图9B的矢量图对HF脉冲序列对AX系统的影响逐步骤地进行说明：

图9B的矢量图始终仅示出旋转参照系(x、y、z)中的A磁化(旋转频率v＝v_A)。通过90_x°的激励脉冲(a)，核A的磁化矢量翻转到x-y平面上。通过与不敏感核类X的自旋-自旋耦合，核A的横向磁化分裂成两个在能量上不同的双重谱线矢量，它们作为这种矢量在B_o不同的进动中示出。在时间 $\mathrm{\τ}=\frac{1}{4J}$ 后，两个双重谱线矢量之间存在90°的相差(b)。A区域内180_x°的脉冲在x轴上反映两个A矢量，在此其旋转方向不变。

X区域内180_x°的脉冲将所有X自旋翻转180°，从而AX系统中的自旋-自旋耦合反转，这导致两个双重谱线矢量的进动方向逆转(c)，因为这些矢量现在与反转的X磁场耦合。两个双重谱线矢量旋转方向的逆转导致在时间2τ(自从入射90_x°的脉冲)后达到状态(d)，在该状态下两个A矢量具有相反的方向。90_y°的脉冲反转与选择性的粒子数反转相应的A线的磁化(e)(实现与B₀反平行的AX自旋状态的占据增加)。

自旋系统的极化最后通过不敏感核的X频率范围内的90°脉冲得以探测，其NMR线现在示出增强的发射和吸收。在此，X核的磁化矢量处于x-y平面上的何处并不重要；图9A举例示出X磁化在y方向(未示出)上通过90_x°脉冲翻转并随后读出FID信号(例如90_y°脉冲也可能同样好)。

INEPT方法的一种变形是“再聚焦INEPT”方法，其中，图9A的序列增加一个附加的自旋回波序列(对于双重谱线，例如为τ₂-180_x°(A，X)-τ₂，其中 ${\mathrm{\τ}}_2=\frac{1}{4J}$ )。

然后，对X共振可以作为正极化双重谱线进行探测。因为脉冲序列的进化时间在再聚焦INEPT下以AX耦合为基础，所以如果J(A，X)为未知的话，必须首先估计这种耦合。

另一种对A、X耦合的选择较为不敏感的且X多重谱线不产生关于相对强度和线数的伪影的探测改进的极化转移方法是DEPT法(DistortionlessEnhancement by Polarization Transfer)。

所有方法的共同之处在于--除了通过与不敏感核(X)耦合而对敏感核(A)的横向磁化进行调制外--(多次)同时运用A和X范围内的HF脉冲(180°、90°或者θ脉冲的组合)。

利用不能承受同时使用不同频率范围的HF脉冲的NMR装置(断层造影仪或者频谱仪)，目前不能进行任何基于极化转移的信号改进方法。

依据本发明因此提出，这样改进再聚焦INEPT方法或DEPT方法的HF脉冲序列，使要入射的HF脉冲在时间上不相交或重叠。

以再聚焦INEPT序列为例，这一点意味着，引入考虑到特定于核类的磁化矢量的正确进动变化的新的HF脉冲时间间隔τ₁、τ₂、τ₃、τ₂₂、τ₄、τ₂₃和τ₅。

图10示出对于¹H-¹³C系统的依据本发明的这种序列图：

90_x°(¹H)-τ₁-180_x°(¹H)-τ₂-180_x°(¹³C)-τ₃-90_y°(¹H)-τ₂₂-90_x°(¹³C)-τ₄-180_x°(¹³C)-τ₂₃-180_x°(¹H)-τ₅-获得信号，

其中，90°脉冲与180°反转之间的第一时间间隔τ₁与之前一样地由¹H-¹³C的耦合确定：

${\mathrm{\τ}}_1=\frac{1}{4J}---\left(10\right)$

然而，用于¹H自旋系统的180°反转脉冲在τ₂之后，也就是在180_x°(¹H)脉冲入射结束之后才开始，在此，该时间间隔τ₂必须至少包括两个180°脉冲的脉冲宽度的各一半。这种新的时间间隔τ₂导致¹H自旋系统180_x°(¹H)-90y°(¹H)的两个准备脉冲之间的时间间隔τ₃的延长/改变，因为τ₂期间在相同的方向上¹H矢量的累进进动必须被再次倒转。尤其是下式须成立：

${\mathrm{\τ}}_3={\mathrm{\τ}}_1+{\mathrm{\τ}}_2=\frac{1}{4J}+{\mathrm{\τ}}_2---\left(11\right)$

时段τ₂₂也必须至少为最后两个90°脉冲的各一半。随后是取决于质子数的时间τ₄(例如在频谱具有所有多重谱线的情况下 ${\mathrm{\τ}}_4=\frac{1}{6J}$ 成立)。

时段τ₂₃也必须至少为最后两个180°脉冲的各一半。在最后的180°(¹H)脉冲之后的时段τ₅＝τ₄+τ₂₃后最终获得FID信号。

总体上时间τ₁、τ₂、τ₃、τ₂₂、τ₄、τ₂₃和τ₅之和表示所有参与的HF脉冲之间的最小时间间隔，这些脉冲绝大部分通过系统硬件确定并用于在实验中实现HF脉冲在时间上的不重叠。应当指出的是，全部脉冲--如在所有序列图中可看到的那样--均具有一定的宽度并因此在相应的时间间隔即将消失之前就必须入射。因此这些时间间隔确定了从脉冲中心到脉冲中心的脉冲距离。

这种“时序”可以转用到其他极化方法如SINEPT和DEPT，并可以在不具备“多核选项”的，也就是不能同时在所参与的核的不同频率上发射的NMR装置中实现。

图10所示的用于序列的时序的典型测量参数对于180°脉冲的脉冲长度约为1200μs，而两个HF脉冲之间的最小间隔(图10中虚线的宽度)约为100μs，从而产生约1300μs的τ₂间隔。该τ₂间隔--如已经说明的那样--必须在随后的时段τ₃中予以考虑。

Claims (11)

1.一种用于改进NMR频谱分析中弱敏感原子核类X的探测的方法，它以NMR活性强敏感原子核类A参与下的极化转移为基础，其特征在于，所有入射的高频脉冲顺序地，也就是彼此以确定的时间间隔入射，从而在高频脉冲序列的任何时间点上都没有频率不同的高频脉冲同时地或重叠地入射，其中，高频脉冲的顺序序列实现两个参与的原子核类A、X的极化转移，

其特征在于，该方法改变再聚焦INEPT序列的高频脉冲顺序；并且，高频脉冲顺序在改变的再聚焦INEPT序列情况下的特征在于以下步骤：

为激励强敏感核类A而入射第一A选择性的90_x°(A)高频脉冲，

从该第一高频脉冲中心起的时间τ₁后入射第二A选择性的180_x°(A)高频脉冲，

从该第二高频脉冲中心起的时间τ₂后入射第三X选择性的180_x°(X)高频脉冲，

从该第三高频脉冲中心起的时间τ₃后入射第四A选择性的90_y°(A)高频脉冲，

从该第四高频脉冲中心起的时间τ₂₂后入射第五X选择性的90_x°(X)高频脉冲，

从该第五高频脉冲中心起的时间τ₄后入射第六X选择性的180_x°(X)高频脉冲，

从该第六高频脉冲中心起的时间τ₂₃后入射第七A选择性的180_x°(A)高频脉冲，

通过在从第七高频脉冲中心起的时间τ₅后读出FID信号而获得X核共振信号。

2.根据权利要求1所述的方法，其特征在于，τ₁＝1/4J，其中，J表示XA的耦合常数。

3.根据权利要求1所述的方法，其特征在于，τ₂至少包括半个第二A选择性的180_x°(A)高频脉冲和半个第三X选择性的180_x°(X)高频脉冲之和。

4.根据权利要求1所述的方法，其特征在于，τ₃＝τ₁+τ₂。

5.根据权利要求1至4中任何一项所述的方法，其特征在于，时间τ₂₂至少包括半个第四A选择性的90_y°(A)高频脉冲和半个第五X选择性的90_x°(X)高频脉冲之和。

6.根据权利要求1至4中任何一项所述的方法，其特征在于，τ₄＝1/6J，其中，J表示XA的耦合常数。

7.根据权利要求1至4中任何一项所述的方法，其特征在于，时间τ₂₃至少包括半个第六X选择性的180_x°(X)高频脉冲和半个第七A选择性的180_x°(A)高频脉冲之和。

8.根据权利要求1至4中任何一项所述的方法，其特征在于，τ₅＝τ₄+τ₂₃。

9.根据权利要求1至4中任何一项所述的方法，其特征在于，观察A_nX基团的X多重谱线的耦合，其中，n＝1，2，3，...。

10.根据权利要求1至4中任何一项所述的方法，其特征在于，所述强敏感原子核类A为¹H核。

11.根据权利要求1至4中任何一项所述的方法，其特征在于，所述弱敏感原子核类X为¹³C核。

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