JPS58100744A - ２次元核磁気共鳴スペクトルの検出方法 - Google Patents
２次元核磁気共鳴スペクトルの検出方法Info
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- JPS58100744A JPS58100744A JP57191983A JP19198382A JPS58100744A JP S58100744 A JPS58100744 A JP S58100744A JP 57191983 A JP57191983 A JP 57191983A JP 19198382 A JP19198382 A JP 19198382A JP S58100744 A JPS58100744 A JP S58100744A
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- spectrum
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- G01R—MEASURING ELECTRIC VARIABLES; MEASURING MAGNETIC VARIABLES
- G01R33/00—Arrangements or instruments for measuring magnetic variables
- G01R33/20—Arrangements or instruments for measuring magnetic variables involving magnetic resonance
- G01R33/44—Arrangements or instruments for measuring magnetic variables involving magnetic resonance using nuclear magnetic resonance [NMR]
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Abstract
(57)【要約】本公報は電子出願前の出願データであるた
め要約のデータは記録されません。
め要約のデータは記録されません。
Description
【発明の詳細な説明】
発明の関連する技術分野
本発明を裏、検査すべき核スピン系を、６つの時間的に
間隔を置いて連続する９０°のパルスで励起し、第５の
９００パルスの後に得られるインターフェログラムをフ
ーリエ解析し、さらに同様の多数の測定を、第１および
第２の９０ｃ′パルスの間の時間間隔（展開時間ｔ１）
を種々に変えて行い、・−の測定により得られた値をフ
ーリエ解析することによって得た共鳴線の横々の振幅値
を、別のインターフェログラムの瞬時値として記憶して
もう一度７−リエ解析を行い、さらＫｌａ々の展開時間
ｔｌで測定を繰返し、その際第２および第５の９０°パ
ルスの間の時間間隔（混合時間’ｍ ）も僅かずつ変化
させ、この僅かな変化の値によって、スカラー結合また
シ寡町干渉性結合により生ずる周波数シフトの周期によ
り定められる領域を掃引する、２次元核磁気共鳴スペク
トルの検出方法に関する。
間隔を置いて連続する９０°のパルスで励起し、第５の
９００パルスの後に得られるインターフェログラムをフ
ーリエ解析し、さらに同様の多数の測定を、第１および
第２の９０ｃ′パルスの間の時間間隔（展開時間ｔ１）
を種々に変えて行い、・−の測定により得られた値をフ
ーリエ解析することによって得た共鳴線の横々の振幅値
を、別のインターフェログラムの瞬時値として記憶して
もう一度７−リエ解析を行い、さらＫｌａ々の展開時間
ｔｌで測定を繰返し、その際第２および第５の９０°パ
ルスの間の時間間隔（混合時間’ｍ ）も僅かずつ変化
させ、この僅かな変化の値によって、スカラー結合また
シ寡町干渉性結合により生ずる周波数シフトの周期によ
り定められる領域を掃引する、２次元核磁気共鳴スペク
トルの検出方法に関する。
公知技術
２次元核碑気共鳴分光分析は、Ｊ、 Ｊｅｅｎｅｒ 。
Ｂ、Ｈ，Ｍｅｉｅｒ ＊ Ｐ、 Ｂａｃｈｍａｎ
ｎ 、 Ｒ，Ｒ，Ｅｒｎ５ｔ によるＪ、 Ｃｈｅ
ｍ、 Ｐｈｙｓ、 Ｊ １ 、４５４６ （１９７９年
）Ｋ掲載の論文に記載されている。この分析法を用いれ
ば１つの分子における交換過程を観測できる。この交換
過程の結果核スピンの共鳴周波数が変化する。第１のイ
ンターフェログラムをフーリエ解析すると、交換過程後
の共鳴周波数に関するデータが得られ、他方、展開時間
の変化により得られるインターフェログラムを７−リエ
解析すると、同様に励起されたスぎンモーメントの本来
の共鳴周波数に関するデータが得られる。このようにし
て、化学的交換および双極子−双惚子緩和の過程での磁
化による非干渉性の遷移（ｂｂａｒ七ｒａｇｕｎｇ ）
に関して、完全な格子構造のＩＩ［が得られる。この方
法の特に重要な用途には、生体の巨大分子の構造の測定
がある。磁化による交換における交換速度定数の決定の
ためには、第２および第５の９０°パルスの間の時間間
隔（混合時間）を、極めて短い時間を含めて種々に変え
て検査を行う必要がある。このような条件下で、２次元
スペクトル中に所ｌｌｌ！Ｊ−交叉線が生ずることがあ
る。このＪ−交叉線とは、磁化による可干渉性の遷移に
より生ずる（ Ｓ、 Ｍａｃｕｒａ、 Ｙ、 Ｈｕａｎ
ｇ、 Ｄ、 ８ｕｔｅｒ。
ｎ 、 Ｒ，Ｒ，Ｅｒｎ５ｔ によるＪ、 Ｃｈｅ
ｍ、 Ｐｈｙｓ、 Ｊ １ 、４５４６ （１９７９年
）Ｋ掲載の論文に記載されている。この分析法を用いれ
ば１つの分子における交換過程を観測できる。この交換
過程の結果核スピンの共鳴周波数が変化する。第１のイ
ンターフェログラムをフーリエ解析すると、交換過程後
の共鳴周波数に関するデータが得られ、他方、展開時間
の変化により得られるインターフェログラムを７−リエ
解析すると、同様に励起されたスぎンモーメントの本来
の共鳴周波数に関するデータが得られる。このようにし
て、化学的交換および双極子−双惚子緩和の過程での磁
化による非干渉性の遷移（ｂｂａｒ七ｒａｇｕｎｇ ）
に関して、完全な格子構造のＩＩ［が得られる。この方
法の特に重要な用途には、生体の巨大分子の構造の測定
がある。磁化による交換における交換速度定数の決定の
ためには、第２および第５の９０°パルスの間の時間間
隔（混合時間）を、極めて短い時間を含めて種々に変え
て検査を行う必要がある。このような条件下で、２次元
スペクトル中に所ｌｌｌ！Ｊ−交叉線が生ずることがあ
る。このＪ−交叉線とは、磁化による可干渉性の遷移に
より生ずる（ Ｓ、 Ｍａｃｕｒａ、 Ｙ、 Ｈｕａｎ
ｇ、 Ｄ、 ８ｕｔｅｒ。
Ｒ，Ｒ，Ｋｒｎａｔ著の” Ｊ、 Ｍａｇｎ＊ Ｒｅ５
ｏｎａｎｃｅ ４５ｍ、２５９”１９８１年）。スペク
トルを正確に解析するにシ１、可干渉性交換にもとづい
て生ずるＪ−交叉線を消去する必要がある。前記公知の
方法では、Ｊ−交叉線の消去のために、混合時間をラン
ダムに変化させることによって統計的に平均を求めてい
る。しかしそれで４、周波数軸線方向においてＪ−交叉
線の強度が混ざることや、比較的低い波または小さなス
パイクが発生することによって情報が損なわれる。つま
り比較的低い波または小さなスパイクが比較的強度の弱
い交換線を隠蔽してしまうことがある。
ｏｎａｎｃｅ ４５ｍ、２５９”１９８１年）。スペク
トルを正確に解析するにシ１、可干渉性交換にもとづい
て生ずるＪ−交叉線を消去する必要がある。前記公知の
方法では、Ｊ−交叉線の消去のために、混合時間をラン
ダムに変化させることによって統計的に平均を求めてい
る。しかしそれで４、周波数軸線方向においてＪ−交叉
線の強度が混ざることや、比較的低い波または小さなス
パイクが発生することによって情報が損なわれる。つま
り比較的低い波または小さなスパイクが比較的強度の弱
い交換線を隠蔽してしまうことがある。
発明の目的
本発明の目的は、情報損失を生ずることなくＪ−交叉線
を消去する方法を提供することにある。
を消去する方法を提供することにある。
発明の構成と効果
この目的は本発明によれば次のようにして達成できる。
即ち、混合時間ｔｍを、初期値−０から始まって、展開
時間ｔｌに比例して変化させ、その際ｎ回の測定を行な
った場合の、初期値’ｍｏに対する混合時間の僅かな時
間的変化”ｍｎ −’ｍｏの大きさが、スカラー結合ま
たは可干渉性結合により生ずる周波数シフトの周期の大
きさになるようにし、このようにして傅た２次元スペク
トルを対称化することにより、スペクトルの主対角ｍＪ
／Ｃ対して非対称なすべての共鳴線を消去する。
時間ｔｌに比例して変化させ、その際ｎ回の測定を行な
った場合の、初期値’ｍｏに対する混合時間の僅かな時
間的変化”ｍｎ −’ｍｏの大きさが、スカラー結合ま
たは可干渉性結合により生ずる周波数シフトの周期の大
きさになるようにし、このようにして傅た２次元スペク
トルを対称化することにより、スペクトルの主対角ｍＪ
／Ｃ対して非対称なすべての共鳴線を消去する。
本発明の方法では混合時間の変化が僅かなので、混合時
間和依存する個々の共鳴線の振幅が、混合時間の変化に
実質的に影響を受けることがない。この個々の線の振幅
の変化が、非干渉性の交換過程の時間経過についての情
報を示す。
間和依存する個々の共鳴線の振幅が、混合時間の変化に
実質的に影響を受けることがない。この個々の線の振幅
の変化が、非干渉性の交換過程の時間経過についての情
報を示す。
これに対し、可干渉性結合またはスカラー結合により生
じる周期的で比較的速い交換過程は、混合時間の変化に
より対角線に対して片側に偏移するりで、対称化するこ
とによってスペクトル中に、７−交叉線が現われなくな
る。
じる周期的で比較的速い交換過程は、混合時間の変化に
より対角線に対して片側に偏移するりで、対称化するこ
とによってスペクトル中に、７−交叉線が現われなくな
る。
同様の効果が本発明によれば次のような別の方法によっ
ても達成される。即ち、第２および第５の９０°パルス
の関に１８０°パルスを達成させ、展開時間ｔ１を変化
させながら測定を繰返し、その際第２の９０°パルスか
らの１８０゜パルスの時間間隔、即ち位置時間ｔｐを初
期値ｔ から始まって展開時間ｔｌ Ｋ比例して変化ｐ
。
ても達成される。即ち、第２および第５の９０°パルス
の関に１８０°パルスを達成させ、展開時間ｔ１を変化
させながら測定を繰返し、その際第２の９０°パルスか
らの１８０゜パルスの時間間隔、即ち位置時間ｔｐを初
期値ｔ から始まって展開時間ｔｌ Ｋ比例して変化ｐ
。
させ”ｐ ＝ｔｐｏ ” ｘｇ ）、ｎ回の測定の際Ｋ
。
。
混合時間ｔｍに対する位置時間ｔ、の僅かな時間的変化
ｚｐｎ−１ｐ０の大きさがスカラー結合また ［
は可干渉性結合により生ずる周波数シフトの周期の大き
さであるようにし、このようにして得た２次元スペクト
ルを対称化することによって、主対角線に対して非対称
な線をすべて消去する。
ｚｐｎ−１ｐ０の大きさがスカラー結合また ［
は可干渉性結合により生ずる周波数シフトの周期の大き
さであるようにし、このようにして得た２次元スペクト
ルを対称化することによって、主対角線に対して非対称
な線をすべて消去する。
本発明の方法のいずれの実施例でも、２次元核磁気共鳴
スペクトルから、スカラーなまたは可干渉性の結合によ
り生ずる２重線が消去されるので、非干渉性の交換過程
、特にオー／々−）１ウデー効−（ＮＯＥ）の交換過程
を妨害なく観測することができる。このために必要な対
称化については、Ｒ，Ｂａｕｍａｎｎ、 Ａｎｉｌ Ｋ
ｕｍａｒ＊ Ｒ，Ｒ，Ｅｒｎ５ｔ。
スペクトルから、スカラーなまたは可干渉性の結合によ
り生ずる２重線が消去されるので、非干渉性の交換過程
、特にオー／々−）１ウデー効−（ＮＯＥ）の交換過程
を妨害なく観測することができる。このために必要な対
称化については、Ｒ，Ｂａｕｍａｎｎ、 Ａｎｉｌ Ｋ
ｕｍａｒ＊ Ｒ，Ｒ，Ｅｒｎ５ｔ。
Ｋ、 ＷｕｔｈｒｉｃｈがＪ、 Ｍａｇｎ、 Ｒｅ５ｏ
ｎａｎｃｅ ４４ ＊ ７６（１９８１年）で、あるい
はＲ，Ｂａｕｍａｎｎ、 Ｇ。
ｎａｎｃｅ ４４ ＊ ７６（１９８１年）で、あるい
はＲ，Ｂａｕｍａｎｎ、 Ｇ。
Ｗｉｄｅｒ、 Ｒ，Ｒ，Ｅｒｎ５ｔ、 ＩＣ，Ｗｕｔｈ
ｒｉｃｈがＪａＭａｇｎ。
ｒｉｃｈがＪａＭａｇｎ。
Ｒｅ５ｏｎａｎｃｅ ４４ ｅ ４０２ （１９８１年
）で説明している。
）で説明している。
本発明の方法は相互の時間間隔が可変の６つないし４つ
の連続する高周波パルスを発生する発生器を備えた核磁
気共鳴スペクトロメータならばどれを用いても実施でき
る。しかし本発明の方法を実施するのに％に有利な上記
の形式の核磁気共鳴スペクトロメータが次のようにすれ
ば得られる、即ち、＃１１および第２のパルス間の時間
間隔ｔ１に比例して変化する、第２および第３のパルス
間の時間間隔指ないしｔｐを、第１の時間間隔ｔ１と、
第２および第３のパルス間の時間間隔の初期値’ｍｏな
いしｔｐ ｏと、比例係数Ｘとを選定することＫよって
調整するためＩｃ％ｔｍ＝ ｔｎｏ ＋ Ｘ、ないしｔ
ｐ ＝ ｔｐ０＋ Ｘ、と定める。
の連続する高周波パルスを発生する発生器を備えた核磁
気共鳴スペクトロメータならばどれを用いても実施でき
る。しかし本発明の方法を実施するのに％に有利な上記
の形式の核磁気共鳴スペクトロメータが次のようにすれ
ば得られる、即ち、＃１１および第２のパルス間の時間
間隔ｔ１に比例して変化する、第２および第３のパルス
間の時間間隔指ないしｔｐを、第１の時間間隔ｔ１と、
第２および第３のパルス間の時間間隔の初期値’ｍｏな
いしｔｐ ｏと、比例係数Ｘとを選定することＫよって
調整するためＩｃ％ｔｍ＝ ｔｎｏ ＋ Ｘ、ないしｔ
ｐ ＝ ｔｐ０＋ Ｘ、と定める。
実施例の説明
次に本発明の実施例を図面を用いて詳細に説明する。
２次元交換分光分析法の基本となる過程を第１図および
第２図に示す。第１図に示すように、先ず横磁化を行う
ために１つの９０°ノ干ルス２５ｚ印加される。展開時
間ｔ１は、種々の磁化成分に、独自のラーモア歳差周波
数という形での１周波数ラベリング１のためにある。公
知のように、２次元分光分析では展開時間Ｚｌ ）工２
次元的実験が完了するまで測定を繰返すごとに長くされ
る。展開時間１１の経過後、第２の９０°パルスが磁化
のＸ軸成分を、ｚｌｌｔＫ沿って旋回さぜる。これによ
り次の混合時間ｔｍの間、検出すべき緩慢な交換過程が
行なえるようになる。
第２図に示す。第１図に示すように、先ず横磁化を行う
ために１つの９０°ノ干ルス２５ｚ印加される。展開時
間ｔ１は、種々の磁化成分に、独自のラーモア歳差周波
数という形での１周波数ラベリング１のためにある。公
知のように、２次元分光分析では展開時間Ｚｌ ）工２
次元的実験が完了するまで測定を繰返すごとに長くされ
る。展開時間１１の経過後、第２の９０°パルスが磁化
のＸ軸成分を、ｚｌｌｔＫ沿って旋回さぜる。これによ
り次の混合時間ｔｍの間、検出すべき緩慢な交換過程が
行なえるようになる。
第６の９０°パルスが改めて横断方向磁化を生せしめる
。これにより交換過程の結果が、検出時間ｔ２の開缶化
成分の歳差周波数によって測定される。傅られた信号ａ
（ｔｌ 、 ｔ、 ）を２次元７−リエ変換すると、
最終的に所望の２次元交換スペクトルまたはＮ０Ｉｌｅ
スペクトルが導出される。２つの交換すべき核をもつ系
のための交換交叉−の強さ’ＡＢおよびａＢＡシエ、混
合時間が増大するときは磁化−交換レー）Ｒ８で、平衡
状りに至るまで上昇し、他方同時にリークレートＲＬが
交叉線の強さを減少させる。Ｓ 、 Ｍａｃｕｒａ。
。これにより交換過程の結果が、検出時間ｔ２の開缶化
成分の歳差周波数によって測定される。傅られた信号ａ
（ｔｌ 、 ｔ、 ）を２次元７−リエ変換すると、
最終的に所望の２次元交換スペクトルまたはＮ０Ｉｌｅ
スペクトルが導出される。２つの交換すべき核をもつ系
のための交換交叉−の強さ’ＡＢおよびａＢＡシエ、混
合時間が増大するときは磁化−交換レー）Ｒ８で、平衡
状りに至るまで上昇し、他方同時にリークレートＲＬが
交叉線の強さを減少させる。Ｓ 、 Ｍａｃｕｒａ。
Ｒ，Ｒ，ｇｒｎｓｔがＭｏ１． Ｐｈｙｓ、 ４１ 、
９５ （１９８０年）に記載のこの過程は、次式により
表わせる。
９５ （１９８０年）に記載のこの過程は、次式により
表わせる。
ａＡＢ（ｔｍ） ” ＆ＢＡ（ｔｍ） ＝以上の方法で
は、第２の９００パルスの後にも残っている横磁化の成
分は無視されていた。
は、第２の９００パルスの後にも残っている横磁化の成
分は無視されていた。
この他、結合されたスピン系において、２つの時間間隔
ｔｌをおいて連続する９０°パルスが零量子干渉および
２重および多重量子干渉（ｘｏｈｔｒｅｎｚ ）を発生
する方法も公知である（“Ｊ、Ｃｈｅｍ、Ｐｈｙａ、６
４．２２２９＠１９７６年）。
ｔｌをおいて連続する９０°パルスが零量子干渉および
２重および多重量子干渉（ｘｏｈｔｒｅｎｚ ）を発生
する方法も公知である（“Ｊ、Ｃｈｅｍ、Ｐｈｙａ、６
４．２２２９＠１９７６年）。
これらの干渉成分は混合時間ｔｍの間に、第２図に示す
ように、展開する。第５の９０°パルスはこれらの成分
を部分的に、観測ｏｒ能な横磁化に変換する。この可干
渉の遷移の付加的過程によって、２次元交換スペルトル
に所１１１Ｊ−交叉線が生ずる。従って交叉線ＴＩｃは
、任意の交換過＠！に関する非干渉磁化遷移成分と共に
、Ｊ−結合格子構造に関する可干渉遷移成分も含まれる
ことがある。
ように、展開する。第５の９０°パルスはこれらの成分
を部分的に、観測ｏｒ能な横磁化に変換する。この可干
渉の遷移の付加的過程によって、２次元交換スペルトル
に所１１１Ｊ−交叉線が生ずる。従って交叉線ＴＩｃは
、任意の交換過＠！に関する非干渉磁化遷移成分と共に
、Ｊ−結合格子構造に関する可干渉遷移成分も含まれる
ことがある。
測定結果を解釈し易くするためには２次元交換スペクト
ル中のＪ−交叉線を抑圧することが望ましい。本発明の
方法ではこのＪ−交叉線の抑圧のために、可干渉性およ
び非干渉性の遷移過程の混合時間に対する依存特性を利
用する。
ル中のＪ−交叉線を抑圧することが望ましい。本発明の
方法ではこのＪ−交叉線の抑圧のために、可干渉性およ
び非干渉性の遷移過程の混合時間に対する依存特性を利
用する。
式（１）忙よる非干渉性の交換が緩慢に変化する過程で
あるのに対して、可干渉性の遷移は混合時間に振動的に
依存する特性を示す。
あるのに対して、可干渉性の遷移は混合時間に振動的に
依存する特性を示す。
本発明忙よれば、混合時間ｔｍを展開時間に比例して次
式にしたがって変化させる：ｔｍ＝１ｍｏ＋Ｘｔｌ（２
） 混合時間の最高増加値は、非干渉性の交換に著しい妨害
が生ずるのを避けるために充分小さく選定する。本発明
の方法により、すべてのＪ−交叉線が本来の位置からω
１方向に沿ってずらされる。この遷移によって、Ｊ−交
叉線パターンに特有の対称性がくずされる。つまりω、
方向にずらされた交叉線は、２次元スペクトルの主対角
線に関して右左対称な位置にある交叉−をもたなくなる
。従って対称化に−よって、対称な対を有する−のみ残
すことによって、Ｊ−交叉線を消去することができる。
式にしたがって変化させる：ｔｍ＝１ｍｏ＋Ｘｔｌ（２
） 混合時間の最高増加値は、非干渉性の交換に著しい妨害
が生ずるのを避けるために充分小さく選定する。本発明
の方法により、すべてのＪ−交叉線が本来の位置からω
１方向に沿ってずらされる。この遷移によって、Ｊ−交
叉線パターンに特有の対称性がくずされる。つまりω、
方向にずらされた交叉線は、２次元スペクトルの主対角
線に関して右左対称な位置にある交叉−をもたなくなる
。従って対称化に−よって、対称な対を有する−のみ残
すことによって、Ｊ−交叉線を消去することができる。
本発明の方法をさらＫｉ！ｌ！明するために、次に１つ
の磁化成分忙りいて述べる。この磁化成分は本来遷移ａ
に所属し、交換＠は歳差周波数へを有している。混合過
程で、この磁化成分を別の周波数の５を有する遷移すと
干渉させると有利である。混合の間の過程は、歳差周波
数〜を有するすべての遷移ｋに亘うており、その中には
零および１および多重の量子干渉も含まれる（＠２図）
。この過程により、観測ｅｉＴ能な磁化成分Ｍａｂ（ｔ
ｌ 、 ｔｍ、 −ｔ、 ）が得られる。
の磁化成分忙りいて述べる。この磁化成分は本来遷移ａ
に所属し、交換＠は歳差周波数へを有している。混合過
程で、この磁化成分を別の周波数の５を有する遷移すと
干渉させると有利である。混合の間の過程は、歳差周波
数〜を有するすべての遷移ｋに亘うており、その中には
零および１および多重の量子干渉も含まれる（＠２図）
。この過程により、観測ｅｉＴ能な磁化成分Ｍａｂ（ｔ
ｌ 、 ｔｍ、 −ｔ、 ）が得られる。
Ｍａｂ（ｔｌ −’ｔｒ］ｌｎ−ｉ２）−＝ＭＯａｅｚ
ｐｌ−１ωａｔｘ−ｔｘ／Ｔ２ａ）〔ＭＲｂｋ−仰（−
１シ「騒々２ｋ）〕・ｅｘｐ（−１ωｂｔ＋ｉ−ｔｇ／
Ｔ２ｂ） （５）この式において、ＲｋａおよびＲ
ｂｋ＆エローテシロンオペレータのマトリクス！！素で
あり、この要素が遷移ａから遷移にへの、または遷移ｋ
から遷移すへの可干渉性の交換を示しており、この可干
渉性交換は高周波パルス＆、よって開始される。遷移ｋ
に関する加算は、その符号によってのみ区別できる遷移
をも含むすべての許容および禁止された遷移に亘って行
なわれる。
ｐｌ−１ωａｔｘ−ｔｘ／Ｔ２ａ）〔ＭＲｂｋ−仰（−
１シ「騒々２ｋ）〕・ｅｘｐ（−１ωｂｔ＋ｉ−ｔｇ／
Ｔ２ｂ） （５）この式において、ＲｋａおよびＲ
ｂｋ＆エローテシロンオペレータのマトリクス！！素で
あり、この要素が遷移ａから遷移にへの、または遷移ｋ
から遷移すへの可干渉性の交換を示しており、この可干
渉性交換は高周波パルス＆、よって開始される。遷移ｋ
に関する加算は、その符号によってのみ区別できる遷移
をも含むすべての許容および禁止された遷移に亘って行
なわれる。
混合時間１ｍを、式（２）に示すようＶＣ７！ｌ開時関
ｔｌＫ比例して高めると、次の式が得られる：Ｍａｂ＜
ｔｌ 、ｔ、０＋ｔｌ 、ｔ、２ ） ＝ＭＯ４Ｒｂ
ｋ Ｒｋａｅｘｐ（−ｉ（ω、＋ｘωｋ）ｔｌ−１ｌ（
１／’ｒ２ａ＋Ｘ／’ｒ２ｋ））ｅＸｐ（−ｉｃ４ｔｙ
−ｔ、／ｒ２ｋＪｅｏ（−１％ｔｒｔ％Ｔ２ｂ） （
４）１つの固足混合時間ｔｍに対して２次元フーリエ変
換を行うと、ωｌ；ωおよびω２＝ωｂのとき各々交叉
−が生ずることがある。しかし混合時間ｔｍを増大させ
た場合、ω１５ω、 ＋ Ｘｃｓｚｋおよびω２；ω５
のときに１次元のｌＮ６ｉ群が生じ、この線群はω１の
方向に線幅１ ／ ’ｒｇ、＋１カ２ｋを有する。振動
特性ωに＋Ｏのすべての不都合な遷移過程は、ずらされ
た交叉−となり、ω１冨ω およびω２＝ωｂの位置に
は、ランダムな交換強度を有する交叉線だけが残る点は
％に注目すべき点である。Ｊ−交叉線のシフトの大きさ
はパラメータＸを選定することで定めることができる。
ｔｌＫ比例して高めると、次の式が得られる：Ｍａｂ＜
ｔｌ 、ｔ、０＋ｔｌ 、ｔ、２ ） ＝ＭＯ４Ｒｂ
ｋ Ｒｋａｅｘｐ（−ｉ（ω、＋ｘωｋ）ｔｌ−１ｌ（
１／’ｒ２ａ＋Ｘ／’ｒ２ｋ））ｅＸｐ（−ｉｃ４ｔｙ
−ｔ、／ｒ２ｋＪｅｏ（−１％ｔｒｔ％Ｔ２ｂ） （
４）１つの固足混合時間ｔｍに対して２次元フーリエ変
換を行うと、ωｌ；ωおよびω２＝ωｂのとき各々交叉
−が生ずることがある。しかし混合時間ｔｍを増大させ
た場合、ω１５ω、 ＋ Ｘｃｓｚｋおよびω２；ω５
のときに１次元のｌＮ６ｉ群が生じ、この線群はω１の
方向に線幅１ ／ ’ｒｇ、＋１カ２ｋを有する。振動
特性ωに＋Ｏのすべての不都合な遷移過程は、ずらされ
た交叉−となり、ω１冨ω およびω２＝ωｂの位置に
は、ランダムな交換強度を有する交叉線だけが残る点は
％に注目すべき点である。Ｊ−交叉線のシフトの大きさ
はパラメータＸを選定することで定めることができる。
非干渉性の磁化−遷移は、混合時間ｔｍの歩道的増大を
定めるパラメータＸと混合時間の総合変化量とを充分小
さくする限り、混合時間の歩進的増大によって重大な影
響を受けることがない。
定めるパラメータＸと混合時間の総合変化量とを充分小
さくする限り、混合時間の歩進的増大によって重大な影
響を受けることがない。
本発明をさらに詳しく説明するため次に第３図および第
４図に示す実験のデータを説明する。
４図に示す実験のデータを説明する。
このデータは、一方は小さな分子から成り他方は極めて
大きな分子から成る２つの系から、本発明の方法を用い
て得たものである。
大きな分子から成る２つの系から、本発明の方法を用い
て得たものである。
ル
可干渉性および非干渉性の磁化−遷移について説明する
ために、１．１．２−）リクロルエｆｉ ン（ＴＣＫ）
とＮ、Ｎ−ジメチルアセトアミｒ（ＤＭＡ）との混合物
を選んだ。’Ｉ’ＣＥの陽子共鳴スペクトルは、可干渉
性遷移の原因となる、Ｊ−結合されたＡＸ、スピン系か
ら成る。他方ＤＭＡにおいて回転が妨げられることに起
因する化学的交換の結果、非干渉性の磁化−遷移が生ず
る。
ために、１．１．２−）リクロルエｆｉ ン（ＴＣＫ）
とＮ、Ｎ−ジメチルアセトアミｒ（ＤＭＡ）との混合物
を選んだ。’Ｉ’ＣＥの陽子共鳴スペクトルは、可干渉
性遷移の原因となる、Ｊ−結合されたＡＸ、スピン系か
ら成る。他方ＤＭＡにおいて回転が妨げられることに起
因する化学的交換の結果、非干渉性の磁化−遷移が生ず
る。
＃１５図は本発明の方法により得られる、ＴＣＨとＤＭ
Ａとを同じ割合で含む混合物の絶対値の等高線グラフの
形での２次元スペクトルを示す。ＴＣＥのケミカルシフ
トと、溶媒とＤＭＡとに対して特徴的な１次元スペクト
ルの６本の線を、主対角線ω１＝ω２に沿って示す。Ｔ
ＣＥ ＠の多重構造はディジタルな分解能の限界を越え
ているので表わされていない。ＤＭＡの２つのＮ−メチ
ル線５および４０間にある２つの交叉線１および２は、
メチルグループ間で内部の回転により起きる交換作用を
示す。この交換交叉線は更に部分拡大図で−しく示した
。（ω、＝Ω。、ω２＝ΩＸ）の位置のＪ−交叉線と、
（ω、＝〜、ω２＝ＯＡ）（１）位置のＪ−交叉線とは
、ＴＣＨノＡＸ２−スピン系に対して生ずる可能性があ
り、その多重量子成分が、分解された形でω２＝への線
と０２２敗の細とに分布されて示されている。これらの
両線に沿ってＪ−交叉線が４対示されており、これらの
Ｊ−交叉線対はω１方向において、相応の係数Ｘでスカ
ラー化された多重量千歳！ｊ［ｉｌｌ波数に関して対称
に正方向と負方向にシフトされている。４対のＪ交叉線
は、２つの１量子遷移１ＱＴＡおよびＩ Ｑ ’ｌ’Ｘ
と、１つの零量子遷移ＺＱＴと、１つの２量子遷移２Ｑ
Ｔとに所属している。第５図の左下に延在するＪ−交叉
線の多重量子構造のパターンは、周波数ωｌ＝０での信
号の畳込み（８１ｇｎａｌｆａｌｔｕｎｇ ）によって
妨害されている。ＴＣＡの両対角線は、Ｊ−結合忙よっ
て結合されており、中はりＪ−交叉＃に類似にその多重
量子成分に分けられている、軸線はω２軸（ω１＝０）
に沿って現われ、ただし混合時間の間の縦磁化の部分的
回復によって生ずる。ω１＝Ｘω２の直線上の線は、展
開時間の間に形成された縦磁化に起因する。この磁化は
第２の９０°パルスによって、横断面忙回転させられ、
混合時間の間のみ展開する。従ってそのΦ１周波数は係
数Ｘを有している。直線ω１＝（１＋ｘ）ω２とω１＝
（１−Ｘ）ω２上にある２つのＳ＊は展開時間ならびに
混合時間の間の横磁化に所属する。２つの線群の歳差角
度ω１ｔ１とωｌＸ、は第２の９０°パルスの作用によ
つてグラスまたはマイナスになる。
Ａとを同じ割合で含む混合物の絶対値の等高線グラフの
形での２次元スペクトルを示す。ＴＣＥのケミカルシフ
トと、溶媒とＤＭＡとに対して特徴的な１次元スペクト
ルの６本の線を、主対角線ω１＝ω２に沿って示す。Ｔ
ＣＥ ＠の多重構造はディジタルな分解能の限界を越え
ているので表わされていない。ＤＭＡの２つのＮ−メチ
ル線５および４０間にある２つの交叉線１および２は、
メチルグループ間で内部の回転により起きる交換作用を
示す。この交換交叉線は更に部分拡大図で−しく示した
。（ω、＝Ω。、ω２＝ΩＸ）の位置のＪ−交叉線と、
（ω、＝〜、ω２＝ＯＡ）（１）位置のＪ−交叉線とは
、ＴＣＨノＡＸ２−スピン系に対して生ずる可能性があ
り、その多重量子成分が、分解された形でω２＝への線
と０２２敗の細とに分布されて示されている。これらの
両線に沿ってＪ−交叉線が４対示されており、これらの
Ｊ−交叉線対はω１方向において、相応の係数Ｘでスカ
ラー化された多重量千歳！ｊ［ｉｌｌ波数に関して対称
に正方向と負方向にシフトされている。４対のＪ交叉線
は、２つの１量子遷移１ＱＴＡおよびＩ Ｑ ’ｌ’Ｘ
と、１つの零量子遷移ＺＱＴと、１つの２量子遷移２Ｑ
Ｔとに所属している。第５図の左下に延在するＪ−交叉
線の多重量子構造のパターンは、周波数ωｌ＝０での信
号の畳込み（８１ｇｎａｌｆａｌｔｕｎｇ ）によって
妨害されている。ＴＣＡの両対角線は、Ｊ−結合忙よっ
て結合されており、中はりＪ−交叉＃に類似にその多重
量子成分に分けられている、軸線はω２軸（ω１＝０）
に沿って現われ、ただし混合時間の間の縦磁化の部分的
回復によって生ずる。ω１＝Ｘω２の直線上の線は、展
開時間の間に形成された縦磁化に起因する。この磁化は
第２の９０°パルスによって、横断面忙回転させられ、
混合時間の間のみ展開する。従ってそのΦ１周波数は係
数Ｘを有している。直線ω１＝（１＋ｘ）ω２とω１＝
（１−Ｘ）ω２上にある２つのＳ＊は展開時間ならびに
混合時間の間の横磁化に所属する。２つの線群の歳差角
度ω１ｔ１とωｌＸ、は第２の９０°パルスの作用によ
つてグラスまたはマイナスになる。
第４図は、対称化後の第６図のスペクトルを示す。主対
角ｍに関して非対称なすべての線が消去されている。従
って対角線と交換交叉線だけが残っている。このことは
、第６図および第４図のグラフなω、軸に平行にω２；
Ω□のところで切断した横断面を示す第５図および第６
図から、明らかである。注目すべき点は、本発明の方法
を用いた場合、Ω、横断面中の周波数〜のところ（同様
’ＩＣ（１）ｃ横断面中の周波数蒐のところ）Ｋ締が全
く生じないことである。この事実は、対称化によりＪ−
交叉線が完全に抑圧されることの基礎となっている。つ
まりｊＩｓ図および第６図は、本発明によるＪ−交叉線
の抑圧方法の効果を明瞭に示している。
角ｍに関して非対称なすべての線が消去されている。従
って対角線と交換交叉線だけが残っている。このことは
、第６図および第４図のグラフなω、軸に平行にω２；
Ω□のところで切断した横断面を示す第５図および第６
図から、明らかである。注目すべき点は、本発明の方法
を用いた場合、Ω、横断面中の周波数〜のところ（同様
’ＩＣ（１）ｃ横断面中の周波数蒐のところ）Ｋ締が全
く生じないことである。この事実は、対称化によりＪ−
交叉線が完全に抑圧されることの基礎となっている。つ
まりｊＩｓ図および第６図は、本発明によるＪ−交叉線
の抑圧方法の効果を明瞭に示している。
本発明の方法を生体の巨大分子の検査に用いる場合を、
ＢＰＴＩのスペクトルにもとづいて説明する。ＢＰＴ
ＩのＪ−結合および交叉−緩和一格子構造値は公知であ
る（例えばｘ、ｖ４ｔｈｒｓｃｈ 。
ＢＰＴＩのスペクトルにもとづいて説明する。ＢＰＴ
ＩのＪ−結合および交叉−緩和一格子構造値は公知であ
る（例えばｘ、ｖ４ｔｈｒｓｃｈ 。
Ｇ、ＷａｇｎｅｒのＪ、Ｍｏ１．Ｂｏｌ、１５０ 、１
（１９７９年）掲載の論文を参照）。！Ｉ７図は固定
混合時間を用いて得たＮＯＥスペクトルを示し、第８図
は本発明により歩道的に増大される混合時間を用いて得
たＮＯＥスペクトルを示す。両スペクトルは対称化され
ている。以下に述べる説明は主に第７図および第８図の
スペクトルの領域人ないしＡ′における差異についての
説明であり、領域人ないしＡ′は更に第９図および第１
０図で詳１１１ＢＶＣ示シタ。
（１９７９年）掲載の論文を参照）。！Ｉ７図は固定
混合時間を用いて得たＮＯＥスペクトルを示し、第８図
は本発明により歩道的に増大される混合時間を用いて得
たＮＯＥスペクトルを示す。両スペクトルは対称化され
ている。以下に述べる説明は主に第７図および第８図の
スペクトルの領域人ないしＡ′における差異についての
説明であり、領域人ないしＡ′は更に第９図および第１
０図で詳１１１ＢＶＣ示シタ。
第７図のスペクトルの領域ＡＫ現われている５つのＪ−
交叉線は、第８図の領域Ａ′に示すように本発明の方法
忙より消去される。これらの領域な緻密に調べると、Ｊ
−交叉線の消去後に、Ｊ−交叉線と重なっていたＮ０Ｒ
−交叉線が現われていることがわかる。重なっているＪ
交叉線とＮＯｇ交叉交叉線離できるということは、タン
パク質のＮＯＥデータを量的に解釈するのに非常忙重要
である。なぜなら、非常に短い混合時間を用いて得られ
るスペクトルにおいては、同じアミノ酸残基の陽子に属
するＮ０Ｋ−交叉線が、これと重なり合うＪ−交叉ａに
よって隠蔽されることがあるからである。例えば残基Ｆ
３５（第９図）のＣａＨおよびＮＨ間の交叉線は典型的
Ｊ−交叉線であり、これと重なり合う１ＪＯＲ−交叉線
を隠蔽する。しかし本発明の方法を用いれば、第１０図
に示すようＫＪ−交叉−が消去されるので、Ｎ０Ｅ−交
叉線が現われて、量的に測定できるようになる。′他方
純粋なＮｕ−交叉線、例えばＴ５２のＣ”Ｈと１５５の
ＮＨとの間の交叉ｉｌｌは、混合時間ｔｒｎを歩道的に
増大させることによる影響を受けない。同様の特性が５
つのすべてのアミド陽子共鳴における結合に対しても、
つまり第９図および第１０図和水すように、Ｆ４５とＦ
２２．Ｆ３３．Ｙ２１ 、Ｑ５１のＮＨ一群に対しても
ｌｌ測された。これらのアミド−１ｌａｌ子は各々、第
９図および第１０図に示すスペルトル領域において２つ
の交叉−の原因になる。いずれＫせよアミノ酸配列中の
先行するアミノ酸残基のα−陽子を有する純粋なＮｏｂ
ｌｅ−交叉線は、ａＩ９図および第１０図のスペクトル
において同じ強度をもつ。これに対し第１０図では、混
合時間ｔｍを増大させた結果として、同じアミノ酸残基
の、１１１１Ｉ！Ｉするα−陽子を有する交叉線の強度
が減少するので、残った交叉線の強度は完全に非干渉性
のＮ０Ｂ−交換に起因していることになる。
交叉線は、第８図の領域Ａ′に示すように本発明の方法
忙より消去される。これらの領域な緻密に調べると、Ｊ
−交叉線の消去後に、Ｊ−交叉線と重なっていたＮ０Ｒ
−交叉線が現われていることがわかる。重なっているＪ
交叉線とＮＯｇ交叉交叉線離できるということは、タン
パク質のＮＯＥデータを量的に解釈するのに非常忙重要
である。なぜなら、非常に短い混合時間を用いて得られ
るスペクトルにおいては、同じアミノ酸残基の陽子に属
するＮ０Ｋ−交叉線が、これと重なり合うＪ−交叉ａに
よって隠蔽されることがあるからである。例えば残基Ｆ
３５（第９図）のＣａＨおよびＮＨ間の交叉線は典型的
Ｊ−交叉線であり、これと重なり合う１ＪＯＲ−交叉線
を隠蔽する。しかし本発明の方法を用いれば、第１０図
に示すようＫＪ−交叉−が消去されるので、Ｎ０Ｅ−交
叉線が現われて、量的に測定できるようになる。′他方
純粋なＮｕ−交叉線、例えばＴ５２のＣ”Ｈと１５５の
ＮＨとの間の交叉ｉｌｌは、混合時間ｔｒｎを歩道的に
増大させることによる影響を受けない。同様の特性が５
つのすべてのアミド陽子共鳴における結合に対しても、
つまり第９図および第１０図和水すように、Ｆ４５とＦ
２２．Ｆ３３．Ｙ２１ 、Ｑ５１のＮＨ一群に対しても
ｌｌ測された。これらのアミド−１ｌａｌ子は各々、第
９図および第１０図に示すスペルトル領域において２つ
の交叉−の原因になる。いずれＫせよアミノ酸配列中の
先行するアミノ酸残基のα−陽子を有する純粋なＮｏｂ
ｌｅ−交叉線は、ａＩ９図および第１０図のスペクトル
において同じ強度をもつ。これに対し第１０図では、混
合時間ｔｍを増大させた結果として、同じアミノ酸残基
の、１１１１Ｉ！Ｉするα−陽子を有する交叉線の強度
が減少するので、残った交叉線の強度は完全に非干渉性
のＮ０Ｂ−交換に起因していることになる。
図示のスペクトルは、Ｂｒｕｋｅｒ −Ａｎａｌｙｔｉ
ｋＧｍｂＨのｃｘｐ ３００型の核磁気共鳴−スペクト
ロメータを用いて得たものである。
ｋＧｍｂＨのｃｘｐ ３００型の核磁気共鳴−スペクト
ロメータを用いて得たものである。
このスペクトロメータは、そのパルス間隔を互いに無関
係釦設定ないしプログラミングすることのできる９００
パルス列を発生させる。本発明の方法を実施するＫを裏
、この形式のスペクトロメータを殊に、可変時間として
時間対ｔｌ。
係釦設定ないしプログラミングすることのできる９００
パルス列を発生させる。本発明の方法を実施するＫを裏
、この形式のスペクトロメータを殊に、可変時間として
時間対ｔｌ。
−を入力する代りＫ、単に時間ｔ１を入力すればよいよ
うに構成すると有利である。その際初期−混合時間’ｍ
ｏと比例係数Ｘとは固゛定して設定するかまたは、測定
過程の経過がプログラミングされた際に入力できるよう
忙する。これにより、スペクトロメータは第２のパルス
間隔ｔ、 ＝ ’ｍｏ ＋ ｘｔ□を自動的に形成す
る。以上の説明から既に明らかなように、１設定する１
ということばシエ、この形式のスペクトロメータの制御
装着に相応の命令を入力することをも意味している。
うに構成すると有利である。その際初期−混合時間’ｍ
ｏと比例係数Ｘとは固゛定して設定するかまたは、測定
過程の経過がプログラミングされた際に入力できるよう
忙する。これにより、スペクトロメータは第２のパルス
間隔ｔ、 ＝ ’ｍｏ ＋ ｘｔ□を自動的に形成す
る。以上の説明から既に明らかなように、１設定する１
ということばシエ、この形式のスペクトロメータの制御
装着に相応の命令を入力することをも意味している。
始め忙述べた、実験を繰返す度に第２と第５の９０°パ
ルスの間の時間間隔（混合時間ｔ！ｎ）を展開時間ｔｌ
に比例して変化させる方法の代りに、混合時間内に１つ
の付加的１８００パルスを発生させる方法によっても同
じ効果が得られる。この１８０°パルスの位置ｔｐＧ”
１Ｍ１１図に示すように、展開時間ｔｌ Ｋ比例して増
大する（ ｔｐ ＝ｔｐｏ ” Ｘｓ、）。１８０Ｃパ
ルスの位置は、もっばらＪ−交叉線の原因となる磁化の
歳差運動にのみ影響し、実験で測定しようとしている非
干渉性磁化交換には影響しない。
ルスの間の時間間隔（混合時間ｔ！ｎ）を展開時間ｔｌ
に比例して変化させる方法の代りに、混合時間内に１つ
の付加的１８００パルスを発生させる方法によっても同
じ効果が得られる。この１８０°パルスの位置ｔｐＧ”
１Ｍ１１図に示すように、展開時間ｔｌ Ｋ比例して増
大する（ ｔｐ ＝ｔｐｏ ” Ｘｓ、）。１８０Ｃパ
ルスの位置は、もっばらＪ−交叉線の原因となる磁化の
歳差運動にのみ影響し、実験で測定しようとしている非
干渉性磁化交換には影響しない。
１８０’パルスを時間的忙ずらすことにより、混合時間
ｔ′！ｎｖ増大させるのと同様の、Ｊ−交叉線をずらす
効果が得られるので、Ｊ−交叉線は対称化により消去さ
れる。むしろ１８０°パルスは非干渉性の交換和会く影
響しないので、本発明のこの実施例は極めて高い精度を
必要とする場合に特に有利である。
ｔ′！ｎｖ増大させるのと同様の、Ｊ−交叉線をずらす
効果が得られるので、Ｊ−交叉線は対称化により消去さ
れる。むしろ１８０°パルスは非干渉性の交換和会く影
響しないので、本発明のこの実施例は極めて高い精度を
必要とする場合に特に有利である。
第１図は本発明による第１の方法に用いられるパルス列
の波形図、第２図は、零量子干渉と多重量子干渉とを有
するスピン系を励起することにより得られる信号の線図
、第３図は１．１゜２−トリクロルエタンとＮ、Ｎ−ジ
メチルアセドアｉｆとの１；１の混合物の、２９７にで
の、交換時間ｔｍをＩ Ｄ Ｏｍｇ〜１５２ ｍｓまで
本発の方法により変化させた場合の２次元交換スペクト
ル図、第４図は対称化後の第３図と同様のスペクトル図
、第５図は第３図のスペクトルのω２−Ω６でのω１軸
に平行な横断面図、第６図は第４ｒ１７Ａのスペクトル
のω、＝へでのω、軸に平行な横断面図、第７図は公知
技術による固定混合時間ｔｍ−５０ｍ、を用いた、すい
臓のトリプシン抑制基剤（ＢＰＴＩ）のＮ０ＥＳＹ−ス
ペクトルの図、第８図は本発明忙より混合時間を５０ｍ
１ｓ〜５７．８ まで変化させた場合の、やはりＢＰ
ＴＩ８ のＮ０ＥＢＹ−スペクトル、第９図は第７図のスペクト
ルの領域Ａの２次元および３次元の拡大図、第１０図は
第８図のスペクトルの、領域Ａに相応する領域Ａ′の２
次元および５次元の拡大図、纂１１図は本発明による第
２の方法に用いられるパルス列の波形図である。 ｔｌ・・・展開時間、ｔｍ・・・混合時間、ｔ２・・・
検出時間 Ｆ７ｇ、 ２ ’ Ｆｉｇ、５ Ｆｉｇ、６ Ｆｉｇ、 ７ 手続補正書（自発） 昭和５８年１ 月２１日 特許庁長官殿 １・事件の表示 昭和５７年特許願第１９１９８３号 ２、発明の名称 ２次元核磁気共鳴スペクトルの検出方法３、補正をする
者 事件との関係 特許出願人 名 称 シュペクトロシュピン・アクチェンゲゼルシャ
フト４、代理人 ５、 補正により増加する発明数 １６、補正の対象 願書 ７、 補正の内容 （１）願書第１頁第２行の「特許願」の後に「（特許法
第３８条但し書の規定による特許出願）」を挿入する。 （２）同頁第６行「２次元・・・・・・・・・検出方法
」の下に「２、特許請求の範囲に記載された発明の数
２」を挿入する。 （３）同頁第７行の「２０発明者」を「２．′ 発明
者」と訂正する。
の波形図、第２図は、零量子干渉と多重量子干渉とを有
するスピン系を励起することにより得られる信号の線図
、第３図は１．１゜２−トリクロルエタンとＮ、Ｎ−ジ
メチルアセドアｉｆとの１；１の混合物の、２９７にで
の、交換時間ｔｍをＩ Ｄ Ｏｍｇ〜１５２ ｍｓまで
本発の方法により変化させた場合の２次元交換スペクト
ル図、第４図は対称化後の第３図と同様のスペクトル図
、第５図は第３図のスペクトルのω２−Ω６でのω１軸
に平行な横断面図、第６図は第４ｒ１７Ａのスペクトル
のω、＝へでのω、軸に平行な横断面図、第７図は公知
技術による固定混合時間ｔｍ−５０ｍ、を用いた、すい
臓のトリプシン抑制基剤（ＢＰＴＩ）のＮ０ＥＳＹ−ス
ペクトルの図、第８図は本発明忙より混合時間を５０ｍ
１ｓ〜５７．８ まで変化させた場合の、やはりＢＰ
ＴＩ８ のＮ０ＥＢＹ−スペクトル、第９図は第７図のスペクト
ルの領域Ａの２次元および３次元の拡大図、第１０図は
第８図のスペクトルの、領域Ａに相応する領域Ａ′の２
次元および５次元の拡大図、纂１１図は本発明による第
２の方法に用いられるパルス列の波形図である。 ｔｌ・・・展開時間、ｔｍ・・・混合時間、ｔ２・・・
検出時間 Ｆ７ｇ、 ２ ’ Ｆｉｇ、５ Ｆｉｇ、６ Ｆｉｇ、 ７ 手続補正書（自発） 昭和５８年１ 月２１日 特許庁長官殿 １・事件の表示 昭和５７年特許願第１９１９８３号 ２、発明の名称 ２次元核磁気共鳴スペクトルの検出方法３、補正をする
者 事件との関係 特許出願人 名 称 シュペクトロシュピン・アクチェンゲゼルシャ
フト４、代理人 ５、 補正により増加する発明数 １６、補正の対象 願書 ７、 補正の内容 （１）願書第１頁第２行の「特許願」の後に「（特許法
第３８条但し書の規定による特許出願）」を挿入する。 （２）同頁第６行「２次元・・・・・・・・・検出方法
」の下に「２、特許請求の範囲に記載された発明の数
２」を挿入する。 （３）同頁第７行の「２０発明者」を「２．′ 発明
者」と訂正する。
Claims (1)
- 【特許請求の範囲】 １、 検査すべき核スピン糸を、６つの時間的に間隔Ｖ
置いて連続する９０°のパルスで励起し、第６の９０°
パルスの後に得られるインターフェログラムをフーリエ
解析し、サラに同様の測定な、第１および第２の９００
パルスの間の時間間肯、即ち展開時間ｔ１を檀々に変え
て何度も行い、この測定により得られた値を７−リエ解
析することによって傅だ共鳴線の檀々のａｉＭ＋＠値を
、別のインター７エロダラムの瞬時値として記憶しても
う一度フーリエ解析を行い、さらに檜々の展開時間ｔ１
を用いた測定を繰返して行いその除菌２および第６の９
００パルスの間の時間間隔、即ち混合時間ｔｍも僅かづ
つ変化させ、この僅かな変化量によって、スカラー結合
または町干渉性結合忙より生ずる周波数シフトの周期に
より定められる領域を掃引する、２次元核磁気共鳴スペ
クトルの検出方法において、混合時間ｔｍを、初期値ｔ
ｍ０から始まって、展開時間ｔｌに比例して変化させ、
ｎ回の測定を行なった場合の、初期値ｔｍｏに対する混
合時間の僅かな時間変化ｔ□。−１工。の大きさが、ス
カラー結合または可干渉性結合により生ずる周波数シフ
トの周期の大きさになるようにし、このようにして得た
２次元スペクトルを対称化することにより、スペクトル
の主対角線に対して非対称なすべての共鳴線を消去する
ことを％徴とする、２次元核磁気共鳴スペクトルの検出
方法。 ２、検査すべき核スピン系を、６つの時間的に間隔を置
いて連続する９０°のパルスで励起し、！５の９０°パ
ルスの後Ｖｃｍられるインター７エロダラムを７一リエ
分析し、さらに同様の測定を、第１および第２の９０°
パルスの間の時間間隔、即ち展開時間ｔ１を檜々に変え
て何度も行い、この測定により得られた値なフーリエ分
析することＫよって得た共鳴８の撞々の畿幅値を、別の
インターフェログラムの瞬時値として記憶してもう一度
７−リエ解析を行い、さらに第２および第３の９０°パ
ルスの間に１８０’のパルスを発生すせ、展開時間ｔ１
を変化させなから測定を繰返し、その際第２の９０°パ
ルスからの１８０°パルスの時間間隔、Ｊｉ！ｕち位置
時間ｔｐｖ僅かずつ変化させ、この僅かな変化量によっ
て、スカラー結合または可干渉性結合により生ずる周波
数シフトの周期により定められる領域を掃引する、２次
元核磁気共鳴スペクトルの検出方法において、前記の位
置時間ｔｐを初期値ｔｐ ｏから始まって展開時間ｔ１
に比例して変化させ、その際、ｎ回の測定を行った場合
の、混合時間ｔｍＶｃ対する位置時間ｔｐの僅かな時間
的変化ｔｐｎ −ｔｐｏの大ぎさが、スカラー結合また
は可干渉性結合により生ずる周波数シフトの周期の大き
さとなるようにし、コノヨうにして得られた２次元スペ
クトルな対称化することにより、スペクトルの主対角線
に対して非対称なすべての゛共鳴線を消去することを特
徴とする、２次元核磁気共鳴スペクトルの検出方法。
Applications Claiming Priority (2)
| Application Number | Priority Date | Filing Date | Title |
|---|---|---|---|
| DE3143625A DE3143625C2 (de) | 1981-11-04 | 1981-11-04 | Verfahren zur Aufnahme von Kernresonanzspektren von Molekülen in einem zweidimensionalen Frequenzbereich und Kernresonanzspektrometer zur Durchführung des Verfahrens |
| DE3143625.0 | 1981-11-04 |
Publications (2)
| Publication Number | Publication Date |
|---|---|
| JPS58100744A true JPS58100744A (ja) | 1983-06-15 |
| JPS627495B2 JPS627495B2 (ja) | 1987-02-17 |
Family
ID=6145502
Family Applications (1)
| Application Number | Title | Priority Date | Filing Date |
|---|---|---|---|
| JP57191983A Granted JPS58100744A (ja) | 1981-11-04 | 1982-11-02 | ２次元核磁気共鳴スペクトルの検出方法 |
Country Status (6)
| Country | Link |
|---|---|
| US (1) | US4510449A (ja) |
| JP (1) | JPS58100744A (ja) |
| CH (1) | CH660794A5 (ja) |
| DE (1) | DE3143625C2 (ja) |
| FR (1) | FR2515824A1 (ja) |
| GB (1) | GB2109116B (ja) |
Families Citing this family (26)
| Publication number | Priority date | Publication date | Assignee | Title |
|---|---|---|---|---|
| JPS60119452A (ja) * | 1983-11-30 | 1985-06-26 | Jeol Ltd | 核磁気共鳴測定方法 |
| JPS60161552A (ja) * | 1984-02-01 | 1985-08-23 | Hitachi Ltd | Νｍｒ検査装置の静磁場強度分布測定方法 |
| JPS60211343A (ja) * | 1984-04-05 | 1985-10-23 | Jeol Ltd | 核磁気共鳴測定方法 |
| US4766382A (en) * | 1984-05-17 | 1988-08-23 | Jeol Ltd. | Two-dimensional nuclear magnetic resonance spectrometry |
| JPS60242351A (ja) * | 1984-05-17 | 1985-12-02 | Jeol Ltd | ２次元核磁気共鳴測定方法 |
| JPS61204552A (ja) * | 1984-12-14 | 1986-09-10 | Jeol Ltd | ２次元核磁気共鳴測定方法 |
| DE3445689A1 (de) * | 1984-12-14 | 1986-06-19 | Max-Planck-Gesellschaft zur Förderung der Wissenschaften e.V., 3400 Göttingen | Verfahren und einrichtung zur ortsaufgeloesten untersuchung einer probe mittels magnetischer resonanz von spinmomenten |
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