DE102005015069B4

DE102005015069B4 - Verfahren zur Vermeidung linearer Phasenfehler in der Magnetresonanz-Spektroskopie

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Publication number: DE102005015069B4
Application number: DE200510015069
Authority: DE
Inventors: Uwe Dr. Böttcher
Original assignee: Siemens AG
Current assignee: Siemens AG
Priority date: 2005-04-01
Filing date: 2005-04-01
Publication date: 2008-03-27
Anticipated expiration: 2025-04-02
Also published as: DE102005015069A1; CN1841083A; CN1841083B

Abstract

Verfahren zur Vermeidung linearer Phasenfehler in Magnetresonanz-Spektroskopie-Experimenten aufweisend die folgenden Schritte:
– Messen eines ersten Wasser-Kernspinresonanzsignales ohne Wasserunterdrückung, wobei das Spektrometer auf die Resonanzfrequenz der Wasserprotonen justiert ist,
– Ermitteln eines Phasenfehlers nullter Ordnung auf Basis des ersten Kernspinresonanzsignales bei Phasenverschiebung des ersten Kernspinresonanzsignales, so dass im Spektrum reine Absorptions- und Dispersionssignale vorliegen,
– Messen eines linearen Zusammenhangs der Phase des Kernspinresonanzsignales aus einem zeitlichen Versatz zwischen Signal-Maximum und Auslesebeginn auf Basis der Messung zumindest zweier weiterer Wasser-Kernspinresonanzsignale, bei einer von der Wasserprotonen-Resonanzfrequenz deutlich verschiedenen Resonanzfrequenz des Spektrometers,
– Korrigieren des linearen Zusammenhangs auf Basis des ermittelten Phasenfehlers nullter Ordnung,
– Ermitteln des zeitlichen Versatzes des so korrigierten linearen Zusammenhangs, bei dem keine Phasenverschiebung auftritt,
– Durchführung der eigentlichen spektroskopischen Messung mit Wasserunterdrückung bei einer konstanten Zeitverzögerung zwischen Signal-Maximum und Auslesebeginn, die dem ermittelten zeitlichen Versatz des vorhergehenden Schrittes entspricht.

Description

Die vorliegende Erfindung bezieht sich allgemein auf die Magnetresonanz-Spektroskopie MRS (engl. Nuclear Magnetic Resonance Spectroscopy NMRS), wie sie mittlerweile auch in der radiologischen Diagnostik zur Untersuchung von biochemischen bzw. Stoffwechselvorgängen im menschlichen Körper Anwendung findet. Dabei bezieht sich die vorliegende Erfindung insbesondere auf ein neuartiges Verfahren zur Vermeidung bzw. Korrektur von linearen Phasenfehlern während der Akquirierung eines Spektrums.
Die Magnetresonanz-Spektroskopie (MRS) basiert wie auch die Magnetresonanz-Tomographie (MRT) auf dem im Jahre 1946 entdeckten Kernspinresonanz-Effekt, der vorerst in der Grundlagenforschung dazu verwendet wurde, die magnetischen Eigenschaften von Kernen zu messen. Erst als in den 60er Jahren beobachtet wurde, dass das Kernresonanz-Signal (NMR-Signal) eines Kernes auch von seiner chemischen Umgebung beeinflusst wird und dass diese "chemische Verschiebung" (engl. Chemical Shift) dazu verwendet werden kann, chemische Substanzen zu charakterisieren, etablierte sich die sogenannte "Hochauflösungs-NMR" in vitro. Diese wird bis heute erfolgreich in der physikalischen, chemischen, biochemischen und pharmazeutischen Forschung und Entwicklung zur Analyse bzw. zur Strukturanalyse komplexer Makromoleküle eingesetzt.
In den frühen 80er Jahren wurde entdeckt, dass das Kernresonanz-Signal aufgrund seiner Abhängigkeit von der chemischen Umgebung (wasserhaltiges Gewebe bzw. Fett-Gewebe) die Grundlage für eine medizinische nicht-invasive Bildgebungstechnik darstellt, die bis heute als Magnetresonanz-Tomographie (MRT) eine der wichtigsten radiologischen Untersuchungsmethoden in der Medizin darstellt.
Es wurde jedoch nicht übersehen, dass die bildgebenden Signale in der Magnetresonanztomographie weiterhin chemische Information beinhalten, die zur Untersuchung von biochemischen Reaktionen bzw. von Stoffwechselvorgängen am lebenden Körper ausgewertet werden können. Man nannte diese räumlich aufgelöste Spektroskopie am lebenden Organismus oder am lebenden Organ "In-Vivo-Spektroskopie" oder auch "klinische Magnetresonanz-Spektroskopie" (MRS) im Gegensatz zur "Hochauflösungs-NMR" im Reagenzglas, die in der Regel im Labor erfolgt bzw. im Gegensatz zur rein bildgebenden Magnetresonanz-Tomographie (MRT).
Im Folgenden werden die physikalischen Grundlagen der Kernspinresonanz kurz erläutert:
Sowohl in der MRS als auch in der MRT wird das zu untersuchende Objekt (Patient oder Organ) einem starken, konstanten Magnetfeld ausgesetzt. Dadurch richten sich die Kernseins der Atome in dem Objekt, welche vorher regellos orientiert waren, aus, wodurch diskrete Energiezustände entstehen. Hochfrequenzwellen können nun Übergänge zwischen diesen Energieniveaus bewirken. Wird durch einen Hochfrequenz-Impuls beispielsweise eine Gleichbesetzung der Zustände erreicht, so kann nach dem Ausschalten des HF-Feldes in der Beobachtungsspule ein induziertes Signal beobachtet werden. Durch den Einsatz inhomogener Magnetfelder, erzeugt durch sogenannte Gradientenspulen, kann das Messobjekt selektiv angeregt und die Signale räumlich kodiert werden.
Die Aufnahme der Daten in der MRS erfolgt in der sogenannten Zeitdomäne, die der MRT-Daten im sogenannten k-Raum (Synonym: Frequenzraum). Das MR-Spektrum in der Frequenzdomäne bzw. das MRT-Bild im sogenannten Bildraum, ist mittels Fourier-Transformation mit den gemessenen Daten verknüpft.
Eine Volumenanregung im Objekt erfolgt mittels schichtselektiver Hochfrequenz-Impulse bei gleichzeitiger Anwendung von Gradientenpulsen. Für die Anregung eines Quaders in der MRS werden drei schichtselektive Hochfrequenzimpulse in drei orthogonalen Raumrichtungen angewandt. Dies sind in der Regel drei Sinc-förmige, Gaußförmige oder Hyperbel-förmige HF-Pulse, die gleichzeitig mit Rechteck-förmigen oder Trapez-förmigen Gradientenpulsen in das zu untersuchende Objekt eingestrahlt werden. Die Einstrahlung der HF-Pulse erfolgt über HF-Antennen.
Durch die Kombination der eben genannten Pulse wird in einen definierten, in der Regel Quader-förmigen Bereich des zu untersuchenden Objekts ein Frequenzspektrum im Bereich der für eine Kernart spezifischen Resonanzfrequenz eingestrahlt. Die jeweiligen Kerne in dem ausgewählten Bereich (engl. Volume of Interest, VOI) reagieren ihrerseits mit elektromagnetischen Antwortsignalen (engl. Electromotive force emf), welche in Form eines Summen-Signals (Free-Induction-Decay-Signal FID-Signal) bzw. in Form eines (halben) (Sein-) Echo-Signales in einem speziellen Empfangsmodus der erwähnten HF-Antennen detektiert wird. Das analoge Signal (FID oder Echo) wird durch Schalten eines ADCs (engl. Analog-Digital-Converter) abgetastet, digitalisiert und auf einer Rechnereinheit gespeichert bzw. Fourier-transformiert, wodurch ein sogenanntes "Spektrum" auf einer Visualisierungseinheit (Monitor) dargestellt werden kann.
Die beiden Komponenten des gemessenen (FID- oder Echo-) Signals beschreiben die Projektionen des bereits als Lamor-Präzession erwähnten zeitlichen Oszillations-Verhaltens des Kernmagnetisierungs-Vektors M ⇀ in der x-y-Ebene eines stationären Bezugssystems (Labor-Koordinatensystem).
Das zeitliche Abklingen des Signals wird durch die T₂-gewichtete transversale Relaxation (Sein-Sein-Relaxation) bestimmt. Die transversale Relaxation führt zum Verschwinden der zeitabhängigen transversalen Magnetisierung M ⇀xy(t), wobei die T₂-Zeit – genauer genommen die T₂*-Zeit, welche lokale B_o-Feld-Inhomogenitäten ΔB_o gemäß der Gleichung
berücksichtigt – als charakteristische Zeitkonstante das Abklingen des FID- oder Echo-Signales bestimmt.
Das Signalverhalten der transversalen Magnetisierung M ⇀xy als Funktion der Zeit kann anhand der 2A, 2B und 2C veranschaulicht werden.
Die Transversalkomponente M ⇀xy der Gesamt-Magnetisierung M ⇀ präzediert bzw. rotiert im Laborkoordinaten-System in der x-y-Ebene unter dem Einfluß des B₀-Feldes. Aufgrund der Querrelaxation reduziert sich M ⇀xy exponentiell in Abhängigkeit der Zeit, was insgesamt zu einer schraubenförmigen Trajektorie führt wie sie in 2A dargestellt ist. Projiziert man diese Trajektorie (die den zeitlichen Verlauf der Rotationsbewegung widerspiegelt) auf die beiden zueinander orthogonalen Raum-Zeit-Ebenen xt bzw. yt, so lässt sich der zeitliche Verlauf der Transversal-Magnetisierung in ebenso zueinander orthogonalen x- und y-Komponenten separieren. In 2B beispielsweise induziert die transversale Magnetisierung in y-Richtung einen cosinusförmigen in 2C in x-Richtung einen sinusförmigen Strom, der in geeigneten (z.B. in x- bzw. y-Richtung feststehenden) Empfängerspulen gemessen werden kann.
Wie bereits erwähnt, nimmt während der Präzession bzw. der Rotation die Länge (der Betrag) des transversalen Magnetisierungsvektors exponentiell ab (d.h. das FID bzw. Echo wird kleiner). Man erhält daher einen exponentiellen Dämpfungsfaktor, der in das aufgenommene Zeitsignal mit eingeht bzw. dem Sinus- und Cosinus-förmigen Resonanzsignal aufgeprägt ist. Der Grund für diese Signalabnahme liegt in der bereits erwähnten T₂*- bzw. transversalen Relaxation.
Insgesamt kann somit der zeitliche Verlauf der jeweiligen Komponente der transversalen Magnetisierung als Produkt aus harmonischer/periodischer Funktion und Exponentialfunktion beschrieben werden. Für eine Detektion der x-Komponente erhält man z.B. im Falle von 2C
für die y-Komponente im Falle von 2B
wobei φ die Phase zum Zeitpunkt t = O darstellt. Im Falle der 2A, 2B und 2C ist der vereinfachte Idealfall φ = 0 angenommen. M_y(t) stellt hier den Realteil, M_x(t) den Imaginärteil der transversalen Magnetisierung dar. Dies wird verständlich, wenn man die Transversal-Magnetisierung in der oft üblichen komplexen Schreibweise formuliert
wonach die x-y-Ebene als komplexe Ebene interpretiert wird.
Das komplexe und zeitabhängige (also dreidimensionale) FID- oder Echo-Signal selbst ist quasi die elektromagnetische Antwort auf einen oder mehrere zuvor eingestrahlte zirkularpolarisierte Hochfrequenzanregungspulse in die zu untersuchende Substanz bzw. in das zu untersuchende Gewebe.
Besteht die Substanz aus nur einer einzigen Kernart (beispielsweise Protonen in reinem Wasser) und wird der HF-Anregungspuls mit einer Frequenz eingestrahlt, die exakt der Larmorfrequenz der Protonen entspricht (63,8 MHz bei 1,5 Tesla), so wird das gemessene FID- bzw. Echo-Signal der Wasserprotonen keine harmonischen/periodischen Anteile (Sinus- und Cosinus-förmige Komponenten) enthalten, da im (mit 63,8 MHz) rotierenden Bezugssystem keine Präzession/Rotation der transversalen Magnetisierung erfolgt. (Die Relativbewegung in Rotationsrichtung ist gleich Null). Messbar ist einzig und allein die Relaxations-bedingte exponentielle Verkürzung des transversalen Magnetisierungsrektors, die gemäß 3B eine nichtmodulierte Exponentialfunktion darstellt.
3A soll das Phänomen der exponentiellen Querrelaxation im rotierenden Bezugsystem veranschaulichen: Der anfangs ausschließlich longitudinal (in z-Richtung) ausgerichtete Magnetisierungsvektor M ⇀ wird durch einen 90°-HF-Anregungspuls in die x-y-Ebene eines mit der Lamor-Frequenz (Wasserprotonen: 63,8 MHz bei 1,5 Tesla) gleichförmig um die z-Achse rotierenden x-y-Bezugssystem geklappt. Die Rotation beider Achsen (x- und y) ist durch kleine Pfeile jeweils tangential zur x- und y-Achse symbolisiert. Im Laufe der Zeit (größenordnungsmäßig nach 3T₂*) erfolgt eine Auffächerung der Quermagnetisierungs-Anteile in der x-y-Ebene, die sich gegenseitig kompensieren und so zu einer zunehmenden Auslöschung der Quermagnetisierung führen. Der Verlauf dieses Vorganges ist in einzelnen Zeitabschnitten 1. bis 6. gestaffelt.
Weist der eingestrahlte HF-Anregungspuls eine Frequenz auf, die nicht exakt den Wasserprotonen entspricht (beispielsweise 63,8 MHz + 400 Hz), aber aufgrund seiner Pulsbreite dennoch eine Anregung der Protonen provoziert, so wird das gemessene FID- bzw. Echo-Signal, bei einer Referenzfrequenz für die Datenaufnahme gleich der Frequenz des HF-Impulses, einen harmonischen Anteil von 400 Hz enthalten, der – gemäß 4A – dem exponentiellen Relaxations-Abfall
aufmoduliert ist.
Im allgemeinen Fall wird die zu untersuchende Substanz bzw. das zu untersuchende Objekt (in der medizinischen in vivo Spektroskopie) zum einen nicht nur eine Kernart (1H, 31P, 13C), sondern mehrere zu analysierende Kernarten enthalten. Zum anderen werden die Kerne der gleichen Kernart aufgrund ihrer unterschiedlichen Einbindung in unterschiedliche Moleküle (unterschiedliche chemische Umgebung) relativ zueinander unterschiedliche Resonanzen (Lamorfrequenzen) aufweisen und sich als sogenannte Metabolite unterscheiden lassen.
Bei der (in vivo) Protonen-Spektroskopie beträgt der Resonanzbereich der Signale 10 ppm bei ca. 63,8 MHz, die spektrale Breite in der (in vivo) Phosphor-Spektroskopie liegt bei ca. 30 ppm um 26 MHz und in der (in vivo) 13C-Spektroskopie sind die Resonanzen in den Spektren über einen Bereich von 200 ppm bei ca. 16 MHz verteilt. Die Angabe der Resonanzfrequenzänderung δ relativ zur Systemfrequenz (HF-Mittenfrequenz ν₀) in ppm (parts per million) also in Millionstel der Resonanzfrequenz gemäß der Gleichung
ist vorteilhafterweise unabhängig von der Magnetfeldstärke.
Im allgemeinen Fall stellt das FID- bzw. Echo-Signal somit ein zeitlich abhängiges Antwortsignal dar – man spricht auch von einer "Signaldarstellung in der Zeitdomäne" – in dessen exponentiellen Verlauf sämtliche Resonanzen (ω_x, x∈N) der angeregten Kerne in den jeweiligen Metaboliten überlagert frequenz-kodiert aufmoduliert sind.
Ein FID welches gemäß 4A die Frequenzantwort nur eines einzigen Metaboliten enthält (beispielsweise die Wasserprotonen selbst, wobei gemäß dem obigen Fall die Detektionsfrequenz um 400 Hz verschoben ist) liefert gemäß 4B nur eine Resonanzlinie.
Ein FID, welches beispielsweise die Frequenzantworten dreier unterschiedlicher Metabolite enthält, ist in 5A dargestellt. Man sieht, dass das FID- bzw. Echo-Signal in 5A wesentlich komplexer kodiert ist, als das FID- bzw. Echo-Signal von 4A welches nur eine Frequenz aufweist. Diese Kodierung kann durch eine Fourier-Transformation aufgeschlüsselt und nach den jeweiligen Resonanzfrequenzen sortiert werden wodurch gemäß 5B ein drei-komponentiges Spektrum erhalten wird mit sogenannten Resonanzlinien bei ω₀, ω₁ und ω₂.
Die Fouriertransformierte des FID- bzw. des Echo-Signales (4B, 5B) bezeichnet man allgemein als Spektrum. Man spricht auch von einer "Signaldarstellung in der Frequenzdomäne".
Die Fouriertransformation eines Signals in der Zeitdomäne f(t) führt zu einem Signal in der Frequenzdomäne F(ω) gemäß der Gleichung
Da die Fouriertransformation umkehrbar ist, kann umgekehrt ein Signal der Zeitdomäne f(t) durch inverse Fouriertransformation aus dem Signal der Frequenzdomäne F(ω) gewonnen werden gemäß der Gleichung
Im Prinzip kann das Signal in der Frequenzdomäne – also ein Spektrum – sowohl aus dem Realteil als auch aus dem Imaginärteil der komplexen transversalen Magnetisierung durch Fouriertransformation berechnet werden (also aus M_x(t) oder aus M_y(t)). Allerdings können bei der Berechnung aus der achsensymmetrischen Komponente wegen cos(ω) = cos(-ω) gleichgroße positive und negative Frequenzen nicht unterschieden werden, weshalb üblicherweise die sogenannte Quadraturdetektion angewendet wird, bei der stets beide Anteile M_x(t) und M_y(t) gleichermaßen gemessen werden.
Durch die Fouriertransformation des komplexen Signals in der Zeitdomäne wird ein ebenso komplexes Signal in der Frequenzdomäne erhalten (wie bereits erwähnt wird dies als Spektrum bezeichnet), welches ebenso einen Real- und einen Imaginärteil aufweist: R(ω) = A(ω) cosφ – D(ω) sinφ (6a) I(ω) = A(ω) sinφ + D(ω) cosφ (6b) mit
A(ω) stellt den Realteil der Fourier-Transformation des betrachteten FID- oder Echo-Signales im Zeitbereich dar und bildet den sogenannten Absorptionsteil einer Resonanz im Spektrum. D(ω) stellt den Imaginärteil der Fourier-Transformation des betrachteten FID- oder Echo-Signales im Zeitbereich dar und bildet den sogenannten Dispersionsteil einer Resonanz im Spektrum. Der Absorptionsteil stellt gemäß 6A eine achsen-symmetrische Lorentzfunktion dar und kann als das fouriertransformierte Signal von 2C angesehen werden. Der Dispersionsteil gemäß 6B ist eine Punkt-symmetrische Lorentzfunktion mit negativem und positivem Anteil und kann als das fouriertransformierte Signal von 2B angesehen werden. Durch beide Anteile kann eine Resonanz im Spektrum jeweils vollständig beschrieben werden. Da jedoch der Dispersionsteil einerseits viel breiter ist als der Absorptionsteil und sich das Flächenintegral des Dispersionsteiles zu Null mittelt, ist es im Sinne einer hohen Auflösung des Spektrums vorteilhaft, allein den Absorptionsteil (6A) zu betrachten bzw. darzustellen, insbesondere wenn das Spektrum mehrere eng benachbarte Resonanzen aufweist die unterschieden werden müssen.
Allerdings wird man aus technischen Gründen nach der Fouriertransformation meist keine reinen Absorptionslinien erhalten. Vielmehr bestehen Real- und Imaginärteil des Spektrums aus einem Gemisch von Absorptions- und Dispersionslinien, da die Phase bzw. der Winkel φ in den Gleichungen (6a), (6b) aus messtechnischen Gründen in der Regel nicht Null ist. Eine derart gemischte Resonanzlinie ist in 7 dargestellt die den Dispersionsanteil deutlich erkennen läßt.
Dennoch ist es möglich ein Spektrum aus reinen Absorptionslinien zu erhalten, in dem nämlich die Misch-Spektren A(ω) = R(ω)cos(φ – φc) + I(ω)sin(φ – φc) (8a) D(ω) = -R(ω)sin(φ – φc) + I(ω)cos(φ – φc) (8b)mit einer zusätzlichen Phase φ_c versehen werden. φ_c kann beispielsweise durch eine Justage am Spektrometer eingestellt werden.
Wird die Phase φ_c so gewählt, dass gilt φc = φ (9)so können Realteil R(ω) und Imaginärteil I(ω) separiert werden, wodurch reine Absorptionsanteile A(ω) = R(ω) sowie reine Dispersionsanteile D(ω) = I(ω) erhalten werden.
Die Phasenkorrektur gestaltet sich verhältnismäßig einfach, wenn φ einen im Rahmen der vorliegenden Messung konstanten Phasenfehler und damit einen sogenannten Phasenfehler nullter Ordnung (0.Ordnung) darstellt. Ursache hierfür ist beispielsweise ein konstantes Abweichen der Empfängerphase von der Pulsphase (φ₀), was durch eine einmalige Phasenkorrektur 0.Ordnung kompensiert werden kann (φ_c = φ₀).
In der Regel zeigt sich jedoch eine zusätzliche Frequenzabhängigkeit von φ aufgrund einer zeitlich inkorrekten Datenaufnahme bezüglich des Signalbeginns (Anfang des komplexen Echosignals nicht im Echomaximum bzw. Anfang des FID-Signals nicht direkt nach der Anregung). Durch ein solches technisch bedingtes und schwer vermeidbares Präakquisitionsdelay Δt (im weiteren Verlauf als "time-Delay t_D" bezeichnet) im Bereich einiger hundert Mikrosekunden (Verzögerung des Datenakquisitionsbeginns durch den ADC um t_D) aufgrund von timing-Fehlern ergibt sich ein frequenzabhängiges Mischen von Real- und Imaginärteil, was zu einem frequenzabhängigen Phasenfehler (auch bezeichnet als linearer Phasenfehler bzw. Phasenfehler 1.Ordnung) führt.
Es hat sich gezeigt, dass dieses Timing der Datenaufnahme bei verschiedenen Anlagen des gleichen Typs aber auch bei ein- und derselben Anlage zeitlich variiert. Diese Variation wird derzeit nur bedingt berücksichtigt; die dadurch entstehenden linearen Phasenfehler werden zumeist in Kauf genommen.
Es gibt einen Ansatz der Korrektur von Phasenfehlern nullter und erster Ordnung der in JP2001137213A offenbart ist, indem nämlich nach der Messung das gemessene Spektrum bzw. ein Ausschnitt davon in zwei aufeinander folgenden Schritten (Phasen-) korrigiert wird:

1) Phasen-Korrektur 0.Ordnung durch Bestimmen der Phase einer (hinsichtlich des interessierenden Frequenzbereiches) zentralen Spektrallinie und Phasenverschiebung des gesamten Spektrums um diesen Wert;
2) Phasen-Korrektur 1.Ordnung durch Bestimmen der Phase einer weiteren oder mehrerer von der zentralen Linie beabstandeten Spektrallinie(n), Approximation der Phasenverschiebung(en) durch ein Polynom (z.B. ersten Grades) und Phasenverschiebung des gesamten Spektrums auf Basis dieses Polynoms derart, dass der Phasenwert einer jeden Spektrallinie des Spektrums Null ergibt.

Nachteilig dabei ist, dass zur Phasenkorrekturbestimmung zumindest zwei Spektrallinien betrachtet und somit im Spektrum vorhanden sein müssen, was bei invivo-Messungen nicht immer der Fall ist. Zum andern kann es sein, dass aus verschiedenen Gründen bei der Messung das Maximum des Echos bzw. des FID-Signals verpasst wurde worauf bei diesem der Messung nachfolgenden Korrekturverfahren kein Einfluss mehr genommen werden kann und somit (unter Umständen beträchtliches) SNR eingebüßt wird.
Ein weiterer Ansatz, Phasenfehler 0.Ordnung und 1.Ordnung gleichsam zu korrigieren, besteht darin, dass der Absolutbetrag der Signalamplitude gemäß der Gleichung
frequenzabhängig aufgetragen wird (Absolutwert-Darstellung, 9), jedoch werden die so erhaltenen Resonanzlinien aufgrund des breiten Dispersionsanteils stark verbreitert, was die Auflösung des Spektrums stark beeinträchtigt.
Aufgabe der vorliegenden Erfindung ist es daher ein Verfahren bereitzustellen um lineare Phasenfehler in der Magnetresonanz-Spektroskopie zu vermeiden.
Diese Aufgabe wird gemäß der vorliegenden Erfindung durch die Merkmale des unabhängigen Anspruchs gelöst. Die abhängigen Ansprüche bilden den zentralen Gedanken der Erfindung in besonders vorteilhafter Weise weiter.
Erfindungsgemäß wird ein Verfahren beansprucht zur Vermeidung linearer Phasenfehler in Magnetresonanz-Spektroskopie-Experimenten aufweisend die folgenden Schritte:

– Messen eines ersten Wasser-Kernspinresonanzsignales ohne Wasserunterdrückung, wobei das Spektrometer auf die Resonanzfrequenz der Wasserprotonen justiert ist,
– Ermitteln eines Phasenfehlers nullter Ordnung auf Basis des ersten Kernspinresonanzsignales so dass im Spektrum reine Absorptions- und Dispersionssignale vorliegen,
– Messen eines linearen Zusammenhangs der Phase des Kernspinresonanzsignales von einem zeitlichen Versatz zwischen Signal-Maximum und Auslesebeginn auf Basis der Messung zumindest zweier weiteren Kernspinresonanzsignale, bei einer von der Wasserprotonen-Resonanzfrequenz deutlich verschiedenen Resonanzfrequenz des Spektrometers,
– Korrigieren des linearen Zusammenhangs auf Basis des ermittelten Phasenfehlers nullter Ordnung,
– Ermitteln des zeitlichen Versatzes des so korrigierten linearen Zusammenhangs bei dem keine Phasenverschiebung auftritt,
– Durchführung der eigentlichen spektroskopischen Messung mit Wasserunterdrückung bei einer konstanten Zeitverzögerung zwischen Signal-Maximum und Auslesebeginn die dem ermittelten zeitlichen Versatz des vorhergehenden Schrittes entspricht.

Dabei werden die Messungen zur Ermittelung der Phasenverschiebungen nullter und erster Ordnung vorteilhafterweise in den der eigentlichen Spektroskopie-Messung vorangehenden Pseudo-Sequenzdurchläufen integriert.
Erfindungsgemäß kann die Phasenkorrektur in der Zeitdomäne und/oder in der Frequenzdomäne erfolgen.
Weiterhin kann das Kernspinresonanzsignal erfindungsgemäß ein Echo-Signal oder ein FID-Signal darstellen.
Es wird ferner eine Vorrichtung beansprucht, welche zur Durchführung des Verfahrens nach einem der vorhergehenden Ansprüche geeignet ist.
Weitere Vorteile, Merkmale und Eigenschaften der vorliegenden Erfindung werden nun anhand von Ausführungsbeispielen bezugnehmend auf die begleitenden Zeichnungen näher erläutert.
1 zeigt eine schematische Darstellung eines Kernspin-Tomographiegerätes,
2A zeigt schematisch die Zeitabhängigkeit der beiden Komponenten der Quermagnetisierung M ⇀xy(t),
2B zeigt den zeitlichen Verlauf des Imaginärteiles M_y(t) der Quermagnetisierung,
2C zeigt den zeitlichen Verlauf des Realteiles M_x(t) der Quermagnetisierung,
3A zeigt schematisch die vektorielle Relaxation der Quermagnetisierung M ⇀xy im rotierenden Bezugssystem,
3B zeigt den durch T₂* charakterisierten exponentiellen zeitlichen Verlauf der Magnitude von M ⇀xy ohne Überlagerung einer Resonanzfrequenz,
4A zeigt in Form eines FID-Signales den zeitlichen Verlauf der Quermagnetisierung der durch eine einzelne Resonanz charakterisiert ist,
4B zeigt das zu 4A zugehörige durch Fouriertransformation erzeugte Frequenzspektrum,
5A zeigt ein FID-Signal welches drei Resonanzen enthält,
5B zeigt das zu 5A zugehörige Frequenzspektrum mit den drei Resonanzlinien,
6A zeigt den Absorptions-Teil eines Kernresonanzsignales in der Frequenzdomäne (Realteil eines Fouriertransformierten FID- oder Echo-Signales im Zeitbereich),
6B zeigt den Dispersions-Teil eines Kernresonanzsignales in der Frequenzdomäne (Imaginärteil eines Fouriertransformierten FID- oder Echo-Signales im Zeitbereich),
7 zeigt eine gemischte Resonanzlinie die sich aus Absorptions-Teil und Dispersions-Teil zusammensetzt,
8 zeigt eine phasenkorrigierte (absorptive) Darstellung der Resonanzlinie von 7,
9 zeigt eine Absolutwert-Darstellung der Resonanzlinie von 7,
10 zeigt ein mögliches Sequenzdiagramm zur Erzeugung eines Kernsein-Echo-Signales mit Wasserunterdrückung,
11A zeigt einen gemessenen Phasenfehler nullter Ordnung sowie einen gemessenen linearen Zusammenhang zwischen Phasenfehler und Zeitverzögerung, und
11B zeigt die Ermittelung jener Zeitverzögerung t_D bei deren Applikation z.B. in einer Sequenz gemäß 10 kein linearer Phasenfehler mehr auftritt bzw. ein solcher vernachlässigbar gering ist.
Die Verfahren der klinischen MR-Spektroskopie unterscheiden sich von denen der herkömmlichen MR-Tomographie im wesentlichen nur dadurch, dass zusätzlich zur Ortsauflösung auch die chemische Verschiebung aufgelöst werden soll. Dies kann mit konventionellen Kernspintomographiegeräten realisiert werden, weshalb diese in der klinischen MR-Spektroskopie vorzugsweise eingesetzt werden und das erfindungsgemäße Verfahren – die Vermeidung linearer Phasenfehler – hauptsächlich auch in solchen implementiert werden soll. Es sei jedoch darauf hingewiesen, dass das erfindungsgemäße Verfahren auch bei vereinzelt entwickelt und eingesetzten Hochfeld-In-Vivo-Systemen (derzeit bis 7 Tesla) sowie bei hochauflösenden MR-Spektrometern angewendet werden kann.
1 zeigt eine schematische Darstellung eines Kernspin-Tomographiegerätes mit dem klinische MR-Spektroskopiemessungen durchgeführt werden können und mit dem gemäß der vorliegenden Erfindung eine lineare Phasenfehlerkorrektur möglich ist. Der Aufbau des Kernspintomographiegerätes entspricht dabei dem Aufbau eines herkömmlichen Tomographiegerätes. Ein Grundfeldmagnet 1 erzeugt ein zeitlich konstantes starkes Magnetfeld zur Polarisation bzw. Ausrichtung der Kernseins im Untersuchungsbereich eines Objektes, wie z.B. eines zu untersuchenden Teiles eines menschlichen Körpers. Die für die Kernspinresonanzmessung erforderliche hohe Homogenität des Grundmagnetfeldes ist in einem kugelförmigen Messvolumen M definiert, in das die zu untersuchenden Teile des menschlichen Körpers eingebracht werden. Zur Unterstützung der Homogenitätsanforderungen und insbesondere zur Eliminierung zeitlich invariabler Einflüsse werden an geeigneter Stelle sogenannte Shim-Bleche aus ferromagnetischem Material angebracht. Zeitlich variable Einflüsse werden durch Shim-Spulen 2 eliminiert, die durch eine Shim-Stromversorgung angesteuert werden.
In den Grundfeldmagneten 1 ist ein zylinderförmiges Gradientenspulensystem 3 eingesetzt, das aus drei Teilwicklungen besteht. Jede Teilwicklung wird von einem Verstärker mit Strom zur Erzeugung eines linearen Gradientenfeldes in die jeweilige Richtung des kartesischen Koordinatensystems versorgt. Die erste Teilwicklung des Gradientenfeldsystems 3 erzeugt dabei einen Gradienten des Magnetfeldes in x-Richtung (G_x), die zweite Teilwicklung eines Gradienten in y-Richtung (G_y) und die dritte Teilwicklung einen Gradienten in z-Richtung (G_z). Jeder Verstärker umfasst einen Digital-Analog-Wandler, der von einer Sequenzsteuerung 18 zum zeitrichtigen Erzeugen von Gradientenimpulsen angesteuert wird.
Innerhalb des Gradientenfeldsystems 3 befindet sich eine Hochfrequenzantenne 4, die die von einem Hochfrequenzleistungsverstärker 23 abgegebene Hochfrequenzpulse in ein elektro-magnetisches Wechselfeld zur Anregung der Kerne und Ausrichtung der Kernseins des zu untersuchenden Objektes bzw. des zu untersuchenden Bereiches des Objektes umsetzt. Von der Hochfrequenzantenne 4 wird auch das von den präzedierenden Kernseins ausgehende Wechselfeld, d.h. in der Regel die von einer Pulssequenz aus einem oder mehreren Hochfrequenzpulsen und einem oder mehreren Gradientenpulsen hervorgerufenen Kernspinechosignale, in eine Spannung umgesetzt, die über einen Verstärker 7 einem Hochfrequenz-Empfangskanal 8 eines Hochfrequenzsystems 22 zugeführt wird. Das Hochfrequenzsystem 22 umfasst weiterhin einen Sendekanal 9, in dem die Hochfrequenzpulse für die Anregung der magnetischen Kernresonanz erzeugt werden. Dabei werden die jeweiligen Hochfrequenzpulse auf Grund einer vom Anlagenrechner 20 vorgegebenen Pulssequenz in der Sequenzsteuerung 18 digital als Folge komplexer Zahlen dargestellt. Diese Zahlenfolge wird als Real- und als Imaginäranteil über jeweils einen Eingang 12 einem Digital-Analog-Wandler im Hochfrequenzsystem 22 und von diesem einem Sendekanal 9 zugeführt. Im Sendekanal 9 werden die Pulssequenzen einem Hochfrequenz-Trägersignal aufmoduliert, dessen Basisfrequenz der Resonanzfrequenz der Kernseins im Messvolumen entspricht.
Die Umschaltung von Sende- auf Empfangsbetrieb erfolgt über eine Sende-Empfangsweiche 6. Die Hochfrequenzantenne 4 strahlt die Hochfrequenzpulse zur Anregung der Kernseins in das Messvolumen M ein und tastet resultierende Echosignale ab. Die entsprechend gewonnenen Kernresonanzsignale werden im Empfangskanal 8 des Hochfrequenzsystems 22 phasenempfindlich demoduliert und über einen jeweiligen Analog-Digital-Wandler in Realteil und Imaginärteil des Messsignals umgesetzt. Durch einen Bildrechner 17 wird aus den dergestalt gewonnenen Messdaten ein Bild bzw. ein Spektrum rekonstruiert. Die Verwaltung der Messdaten, der Bilddaten und der Steuerprogramme erfolgt über den Anlagenrechner 20. Auf Grund einer Vorgabe mit Steuerprogrammen kontrolliert die Sequenzsteuerung 18 die Erzeugung der jeweils gewünschten Pulssequenzen und das entsprechende Abtasten des k-Raumes. Insbesondere steuert die Sequenzsteuerung 18 dabei das zeitrichtige Schalten der Gradienten, das Aussenden der Hochfrequenzpulse mit definierter Phase und Amplitude sowie den Empfang der Kernresonanzsignale. Die Zeitbasis für das Hochfrequenzsystem 22 und die Sequenzsteuerung 18 wird von einem Synthesizer 19 zur Verfügung gestellt. Die Auswahl entsprechender Steuerprogramme zur Erzeugung eines Kernspinbildes sowie die Darstellung des erzeugten Kernspinbildes erfolgt über ein Terminal 21, das eine Tastatur sowie einen oder mehrere Bildschirme umfasst.
Mit dem eben beschriebenen MRT-Gerät können die unterschiedlichsten MR-Spektroskopie-Sequenzen generiert und MR-spektroskopische Lokalisationsverfahren in der klinischen Anwendung realisiert werden. Das beschriebene MRT-Gerät soll gemäß der vorliegenden Erfindung in der Lage sein aufgrund von der eigentlichen magnetresonanzspektroskopischen Messung vorangehenden Testmessungen Phasenfehler zu ermitteln, auf deren Basis die Pulssequenz derart modifiziert wird, dass insbesondere Phasenfehler erster Ordnung vermieden werden. Die Ermittelung der Phasenfehler sowie die Modifizierung der Sequenz erfolgt durch den Anlagenrechner 17, die Sequenzsteuerung 18 sowie dem Synthesizer 19.
Wie in der Beschreibungseinleitung bereits dargelegt liefert die magnetresonanzspektroskopische Untersuchung eines Gewebes ein gedämpftes, periodisch mit der Lamor-Frequenz oszillierendes magnetisches Kernresonanz-Signal (MR-Signal), in Form des sogenannten Freien-Induktions-Zerfall (engl. Free Induction Decay, FID) wie es beispielsweise in den 4A und 5A dargestellt ist oder in Form eines Echos wie es beispielsweise durch eine Meßsequenz gemäß 10 erzeugt wird. Das FID-Signal bzw. das Echo ist quasi die elektromagnetische Antwort auf zuvor eingestrahlte Hochfrequenz-Anregungspulse in das zu untersuchende Gewebe. Der Frequenzbereich des eingestrahlten HF-Anregungspulses bestimmt die Form und Breite der angeregten Schicht.
Das FID-Signal bzw. das Echo ist ein zeitlich abhängiges Antwortsignal, in dessen Frequenzverlauf sämtliche Resonanzen der angeregten Kerne in den jeweiligen Metaboliten frequenzkodiert sind. Diese Kodierung kann durch eine Fourier-Transformation aufgeschlüsselt und nach Resonanzfrequenzen sortiert werden. Die Fouriertransformierte des FID bzw. des Echos bezeichnet man allgemein als Resonanzkurve, wobei sich in der MR-Spektroskopie auch der Begriff "Spektrum" eingebürgert hat. Im weiteren Verlauf dieser Beschreibung wird die Repräsentation der magnetischen Kernresonanzsignale im Zeitbereich als MR-Signal, im Frequenzbereich als Resonanzkurve oder Spektrum bezeichnet.
Die Techniken, die zur Auswahl des Volumens, in dem das MR-Signal gemessen werden soll, benützt werden können, sind zumindest teilweise die gleichen wie in der MR-Tomographie, d.h. wie in der Bildgebung, wo auch ein Kernresonanzsignal einem bestimmten Ort zugeordnet wird.
Mittels Gradienten, d.h. räumlich unterschiedlichen Magnetfeldstärken, die von sogenannten Gradientenspulen außerhalb des Körpers erzeugt werden, können variable Volumina im Körperinneren ausgewählt (selektiert) und angeregt werden. Dabei existieren verschiedenste Techniken und Kombinationen, wie diese Gradienten, d.h. wann wie lange und wie stark in Kombination mit den jeweiligen HF-Anregungspulsen geschaltet werden.
Eine mögliche Volumen-Selektionsmethode ist in der Sequenz von 10 dargestellt. Diese besteht im Einstrahlen eines spektralen 90°-HF-Pulses sowie dem nachfolgenden Einstrahlen zweier refokussierender 180°-HF-Pulse, wobei gleichzeitig mit jedem HF-Puls ein Gradientenpuls der jeweiligen Raumrichtung (x-, y-, z-Richtung) geschaltet wird. Man nennt solche HF-Pulse "schichtselektiv". Auf diese Weise werden drei zueinander orthogonale Schichten und nach dem zweiten 180°-Puls letztendlich nur das entsprechende Schnittvolumen adäquat erregt, so dass auch nur dieses das interessierende Signal in Form des dargestellten Echo2 liefert (das erste Echol-Signal wird nicht betrachtet). Die zweite Hälfte dieses einen Signals (Echo2) wird schließlich mit einem ADC (Analog Digital Converter) ausgelesen und liefert nach Fouriertransformation das gewünschte Resonanzspektrum.
Allerdings führen Hardware-Imperfektionen sowie eine zeitlich inkorrekte Aufnahme der Daten (falsches timing) bezüglich des Signalbeginns bzw. des Echomaximums zu sogenannten Phasenfehlern durch die das Spektrum stark beeinträchtigt und damit dessen Auswertung erschwert wird. Die Phasenfehler äußern sich durch eine Vermischung von Real- und Imaginärteil was gemäß 7 zu einer hybriden Signalstruktur (Mischung von Absorptions- und Dispersions-Anteil) führt.
Hardware-Imperfektionen (Kabellängen, Filtereigenschaften, Ungenauigkeiten elektronischer Bauteile, etc.)-verursachen einen konstanten Phasenfehler (Phasenfehler nullter Ordnung, (φ₀) der sich in einer konstanten Verdrehung von Real- und Imaginärteil des gemessenen Signals äußert und zu einer gleichartigen Signalverzerrung aller Resonanzlinien des Spektrums führt (d.h. der Absorptions- und Dispersions-Anteil einer jeden Resonanzlinie im Spektrum stehen zueinander in gleichem Verhältnis).
Fehler die auf eine zeitlich inkorrekte Daten-Aufnahme zurückzuführen sind (fehlerhaftes timing zwischen ADC-Auslesebeginn und Signalmaximum) verursachen einen linearen Phasenfehler (Phasenfehler erster Ordnung, φ₁) der zu einer unterschiedlichen frequenzabhängigen Signalverzerrung führt (Absorptions- und Dispersions-Anteil einer jeden Resonanzlinie im Spektrum sind verschieden, d.h. jede Resonanzlinie im Spektrum hat eine andere Form).
Korrekturen von Phasenfehlern nullter Ordnung sind hinlänglich bekannt während das Problem des falschen Timings nach dem Stand der Technik nicht berücksichtigt wird und lineare Phasenfehler derzeit in Kauf genommen werden müssen.
Ziel der vorliegenden Erfindung ist es im Rahmen spektroskopischer Messungen zusätzlich zur Phasenkorrektur nullter Ordnung auch lineare Phasenfehler zu korrigieren um so reine Absorptionsspektren (bzw. reine Dispersionsspektren) zu erhalten.
Erfindungsgemäß werden vor der eigentlichen Messung zumindest drei sogenannte Testmessungen durchgeführt, wobei dabei stets die zu benutzende Mess-Sequenz (z.B. die Sequenz in 10) verwendet wird. Durch die erste Testmessung wird der konstante Phasenfehler nullter Ordnung φ₀ ermittelt. Durch zumindest zwei weitere Testmessungen wird jener Zeitversatz (ADC-Delay-Time t_D) ermittelt, bei dem kein linearer Phasenfehler φ₁ (Phasenfehler erster Ordnung) auftritt. Im folgenden wird das erfindungsgemäße Verfahren für den Fall einer 1H-Spektroskopie-Messung (anhand der 10, 11A und 11B) beschrieben.
Im allgemeinen Fall weist ein im Spektrum bei der Frequenz ω auftretendes Signal einen Phasenfehler auf, der sich aus einem konstanten Phasenfehler φ₀ (Phasenfehler nullter Ordnung) und einem linearen Phasenfehler φ₁ (Phasenfehler erster Ordnung) zusammensetzt gemäß der Gleichung φ(ω, tD) = φ0 + φ1 (11).
Der Phasenfehler erster Ordnung φ₁ wiederum ist einerseits linear abhängig von einem Frequenz-Offset ω₀-ω (wobei ω₀ die Systemfrequenz während der Datenaufnahme ist; im Fall einer 1H-Spektroskopie-Messung die Frequenz des Wassersignals: ω₀ = 63,8 MHz); andererseits ist φ₁ auch linear abhängig vom zeitlichen Abstand t_D (zeitliche Verzögerung, engl.: time-Delay) zwischen dem theoretischen Zeitpunkt des Echomaximums (FID-Beginns) und dem Beginn der Datenaufnahme. Beides führt zu dem zweifach funktionalen Zusammenhang gemäß der Gleichung φ1(ω, tD) = tD(ω0 – ω) (12)
Um zunächst den Phasenfehler nullter Ordnung φ₀ zu ermitteln wird in einer ersten Testmessung die Phase jenes Signals bestimmt, welches keinen Frequenzoffset aufweist, nämlich das Wassersignal selbst. Dies wird beispielsweise dadurch realisiert, dass der Sequenzdurchgang dieser ersten Testmessung keinen Wasserunterdrückungspuls aufweist und somit die Resonanz des auftretenden Wassers gemessen werden kann. Da der lineare Frequenzoffset φ₁ = t_D(ω₀ – ω) des so ermittelten Wasser-Signals wegen (ω0 – ω) = 0gleich Null ist (ω = ω₀) weist dieses Signal die Phase φ(ω) = φ0 auf. In anderen Worten: Wird bei auf Wasser eingestellter Systemfrequenz die Phase φ des Signals bestimmt und ist ein Phasenfehler nullter Ordnung vorhanden, so wird letztlich dieser Phasenfehler nullter Ordnung selbst bestimmt, weil gilt: φ = φ₀.
Um einen Phasenfehler erster Ordnung ermitteln zu können, müssen zumindest zwei weitere Testmessungen (z.B. Testmessung 2 und 3) jeweils ebenfalls ohne Wasserunterdrückung durchgeführt werden, und zwar erfindungsgemäß vorteilhaft mit einer zum Wassersignal gleichermaßen verschobenen Frequenz ω (da sich gemäß Gleichung (11) nur bei einem deutlichen Frequenzoffset (ω≠ω₀) ein Phasenfehler erster Ordnung φ₁ zeigt) und andererseits bei unterschiedlicher zeitlicher Verzögerung t_D.
Die Darstellung der gemessenen Phasenfehler im Diagramm erfolgt jeweils durch Auftragung des Phasenfehleranteils in Grad Phase = f(td) = 360°·(ω0 – ω)·td gegen das time-Delay t_D mit (ω₀ – ω) in Hz und t_D in μs!
In der 11A sind jeweils zwei Werte einer Phasenfehler-Messung sowohl nullter als auch erster Ordnung aufgetragen. Es zeigt sich, dass der Phasenfehler nullter Ordnung φ₀ unabhängig vom time-Delay ist und hier den konstanten Wert φ₀ = 163° aufweist (gestrichelte waagrechte Linie). Bei der Messung des Phasenfehlers erster Ordnung wurde ein relativ zu Wasser konstanter Frequenzoffset von 400 Hz verwendet (ω = 400 Hz). Der Phasenfehler erster Ordnung φ₁ zeigt erwartungsgemäß einen linearen Zusammenhang der Phase vom time-Delay (durchgezogene Linie)
In der 11B ist allein der lineare Phasenfehler in Abhängigkeit vom time-Delay aufgetragen (der Phasenfehler nullter Ordnung wurde durch Subtraktion eliminiert). Der Schnittpunkt der Geraden mit der Abszisse liefert somit jenes time-Delay bei dem kein linearer Phasenfehler auftritt, in diesem Beispiel bei t_D = 141 μs. Wird dieser ermittelte zeitliche Versatz t_D beim timing der Datenaufnahme berücksichtigt, so ist eine Datenakquisition mit zu vernachlässigendem linearen Phasenfehler möglich.
Die Berücksichtigung des ermittelten time-Delays t_D erfolgt praktisch dadurch, dass die Sequenzsteuerung 18 bzw. der Anlagenrechner 17 die Datenaufnahme soweit verzögert, bis der zeitliche Abstand zwischen Maximum des Echos (bzw. Beginn des FID-Signals) und Anfang des Auslesepulses exakt dem ermittelten time-Delay t_D entspricht.
Die Genauigkeit des time-Delays t_D steigt mit zunehmender Anzahl der Meßpunkte, also mit zunehmender Anzahl von Testmessungen. So könnte die Genauigkeit beispielsweise dadurch erhöht werden, dass die Testmessung 1 mehrmals wiederholt wird sowie zusätzliche Meßpunkte analog zu den Testmessungen 2 und 3 akquiriert werden.
Damit die Aufnahme dieser Testdaten keine zusätzliche Meßzeit kostet, können die Testmessungen in sogenannten "Dummy-Scans" – die normalerweise ohnehin vor jeder eigentlichen Messung durchgeführt werden – integriert werden, ohne daß deren Funktion eingeschränkt wird. Allerdings muß bei diesen Messungen stets ein Restwassersignal mit auswertbarer Phase meßbar sein.

Claims

Verfahren zur Vermeidung linearer Phasenfehler in Magnetresonanz-Spektroskopie-Experimenten aufweisend die folgenden Schritte: – Messen eines ersten Wasser-Kernspinresonanzsignales ohne Wasserunterdrückung, wobei das Spektrometer auf die Resonanzfrequenz der Wasserprotonen justiert ist, – Ermitteln eines Phasenfehlers nullter Ordnung auf Basis des ersten Kernspinresonanzsignales bei Phasenverschiebung des ersten Kernspinresonanzsignales, so dass im Spektrum reine Absorptions- und Dispersionssignale vorliegen, – Messen eines linearen Zusammenhangs der Phase des Kernspinresonanzsignales aus einem zeitlichen Versatz zwischen Signal-Maximum und Auslesebeginn auf Basis der Messung zumindest zweier weiterer Wasser-Kernspinresonanzsignale, bei einer von der Wasserprotonen-Resonanzfrequenz deutlich verschiedenen Resonanzfrequenz des Spektrometers, – Korrigieren des linearen Zusammenhangs auf Basis des ermittelten Phasenfehlers nullter Ordnung, – Ermitteln des zeitlichen Versatzes des so korrigierten linearen Zusammenhangs, bei dem keine Phasenverschiebung auftritt, – Durchführung der eigentlichen spektroskopischen Messung mit Wasserunterdrückung bei einer konstanten Zeitverzögerung zwischen Signal-Maximum und Auslesebeginn, die dem ermittelten zeitlichen Versatz des vorhergehenden Schrittes entspricht.
Verfahren nach Anspruch 1, dadurch gekennzeichnet, dass die Messungen zur Ermittelung der Phasenverschiebungen nullter und erster Ordnung in den der eigentlichen Spektroskopie-Messung vorangehenden Pseudo-Sequenzdurchläufen integriert werden.
Verfahren nach einem der Ansprüche 1 bis 2, dadurch gekennzeichnet, dass die Phasenkorrektur in der Zeitdomäne und/oder in der Frequenzdomäne erfolgt.
Verfahren nach einem der Ansprüche 1 bis 3, dadurch gekennzeichnet, dass das Kernspinresonanzsignal ein Echo-Signal oder ein FID-Signal darstellt.