JPS6390745A - ２次元核磁気共鳴測定方法 - Google Patents

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。

Description

【発明の詳細な説明】 〔産業上の利用分野〕 本発明は核磁気共鳴（ＮＭＲ）測定方法、特に２次元（
２Ｄ）ＮＭＲ法に関するものである。

〔従来技術〕

近時、新しいＮＭＲ測定方法として２ＤＮＭＲ法が注目
されている。この２ＯＮＭＲ法は、ＮＭＲ信号を２次元
スペクトルとして表示することにより、従来の方法に比
べ分解能が向上しスペクトルの解析が容易になり、核ス
ピン間の相互作用を解明できる等の優れた点をもってい
る。

第７図にこのような２ＤＮＭＲ法を行うためのＮＭＲ装
置の一例を示す１図において磁石１が発生する静磁場内
には試料コイル２が配−置され、その試料コイル２内部
の空間に測定試料が挿入される。高周波発振器３から発
生する観測核の共鳴周波数を持つ高周波信号は、０°か
ら３６０°まで任意の位相を選択できる可変移相回路４
によって所定の位相が与えられた後、増幅器５及びゲー
ト６を介して高周波パルスとして前記コイル２へ供給さ
れ、試料に照射される。その高周波パルス照射後コイル
２に誘起された共鳴信号は、ゲート７及び受信回路８を
介して復調回路９．１０へ送られる。この復調回路９，
１０には前記高周波発振器からの高周波信号が参照信号
として送られるが、その内の一方は９０″移相回路１１
を介して送られるため、２つの復調回路は９０°位相の
異なる２チヤンネルの検出系ＣＨａ、（、Ｈｂを構成し
ている。この２チヤンネルの検出系から得られた自由誘
導減衰信号は、Ａ−Ｄ変換器１２．１３によってデジタ
ル信号に変換されてコンピュータ１４へ送られ、付属す
るメモリ１５へ格納される。１６は、移相回路４．ゲー
ト６．７及びＡ−Ｄ変換器１２．１３を制御するパルス
プログラマで、試料に照射するパルス列の順序、パルス
幅、各パルスに含まれる高周波の位相、Ａ−Ｄ変換器１
２゜１３によるサンプリングのタイミングが予めプログ
ラムされており、そのプログラムに従って一連の測定が
行われる。

このような装置による従来の２ＤＮＭＲ測定を、例えば
第８図（ａ）に示すような９０６Ｘ−ｔ。

−９０”ｘ−ｔ□のパルスシーケンスを用いて説明する
。

ＺＤＮＭＲ法における一般的測定プロセスは第８図（ａ
）に示すように、最初の９０°パルス以前の準備期間と
、展開期間（ｔ、）と、検出期間＜１１　）の３つの時
間領域から成る。準備期間は核の磁化を適当な初期状態
に保つために必要であり、準備パルス（最初の９０＠パ
ルス）によって磁化は非平衡の状態にされ、この状態は
展開期間ｔ、において展開され、そのｔｌにおける磁化
の挙動は、検出パルス（２番目の９０°パルス）印加後
の検出期間１ｔにおいて検出される自由誘導減衰信号（
ＦＩＤ信号）に位相及び振幅情報として手渡される。そ
こで、１．を変数として段階的に例えばｎ段階に変化さ
せ、各段階における測定で参照信号の位相が互いに９０
°異なる２つの検出系から得られたｍ個ずつのＦＩＤ信
号（ＦＩＤａｌ〜ＦＩＤａｍ及びＦＩＤｂｌ　〜ＦＩＤ
ｂｍ）の一方を実数部、他方を虚数部として組合わせた
複素集合データＳ１（ｔ１、ｔｔ）を得れば、このデー
タ中にはｔ、における磁化の挙動ばかりでなく、ｔ、に
おける磁化の挙動の情報も含まれることになる。

次に、検出パルスの位相のみ９０＠異ならせた第８図（
ｂ）のパルスシーケンスを用いて上記と同一の複数の１
．について測定を行い、それにより複数集合データＳｔ
　　（ｔｔ、Ｌｘ）を得る。この２つの複素集合データ
Ｓ＋　　（ｔ１、ｔ２）、Ｓｚ　　（ｔｌ、ｊｇ）を加
算又は減算することによりＰタイプのデータＰ（ｔｌ、
を茸）、ＮタイプのデータＮ（ｔｌ−ｔｘ）が得られ、
これをｉｌ＋ｔオについて２重フーリエ変換することに
よりＰ型２ＤＮＭＲスペクトルデータＰ（ω９．ω２）
或いはＮ型２ＤＮＭＲスペクトルデータＮ（ω１、ωオ
）が得られる。ここでω１．ω雪は夫々ｔ３．ｔ２のフ
ーリエ成分である。

このようにして得られた２ＤＮＭＲスペクトルデータを
平面上に表わすと、対角ピークと交差ピークとが対称的
に現れ、この対角、交差いずれのピークも吸収波形と分
散波形が混じり合った形をしており、解析が困難なスペ
クトルになる。

その対策として従来は、２次元スペクトルの絶対値を求
め、所謂パワースペクトルとして表示する方法ＣＫ、Ｎ
ａ＠ａｙａ＊ａ　ｅｔ　ａｌ＋Ｊｏｕｒｎａｌ　ｏｆ　
ＭａｇｎｅｔｉｃＲｅｓｏｎａｎｃｅ、　３Ｌ１３３（
１９７８））　、２次元スペクトルのω８、ω２両周波
数方向の吸収スペクトルを表示する純吸収モードスペク
トル表示法（Ｄ、Ｊ、５ｔａｔｅｓ　ｅｔ　ａｌ、Ｊｏ
ｕｒｎａｌ　ｏｆ　Ｍａｇｎｅｔｉｃ　Ｒｅ５ｏｎａｎ
ｃｅ＋　４８＋２８６（１９８２）、Ｄ、Ｍａｒｉｏｎ
　　ａｎｄ　Ｋ、　１１ｉｉｔｈｒｉｃｈ、Ｂｌｏｃｈ
ｅｓ。

Ｂｉｏｐｈｙｓ、　Ｒｅｓ、Ｃｏｍ５ｕｎ＋旦３．９６
７（１９８３））が採用されている。

〔発明が解決しようとする問題点〕

しかしながら、２次元スペクトルの絶対値を表示する方
法は、位相補正を必要とせず、スペクトルの計算が簡便
かつ自動的であるが、各ピークの線幅が広くかつ裾を引
くため分離能が悪く、また純吸収モードスペクトル表示
法は、線幅は狭くかつ裾の切れがよいので分離能は高い
が、位相補正を必要とし、煩雑であるという問題点があ
る。

本発明は上記問題点を解決するためのもので、分離能を
向上させ、かつスペクトル計算の自動化と簡便化を図る
ことのできる２次元核磁気共鳴測定方法を堤供すること
を目的とする。

〔問題点を解決するための手段〕

そのために本発明は、（イ）準備パルス又はパルス列の
照射後展開期間ｔ、をおいて検出パルス又はパルス列を
照射し、この検出パルス又はパルス列照射後検出期間ｔ
８にわたって試料からのＦＩＤ信号を９０°位相の異な
る２つの検出チャンネルで検出するシーケンスを用い、
異なった複数のｔ、の値について測定した複数のＦＩＤ
信号から成る複素集合データＳ＋　　（ｔｌ、ｔ、）を
得ること、 （ロ）前記（イ）におけるシーケンスと同一のシーケン
スで且つ準備パルス又はパルス列と検出パルス又はパル
ス列との間の位相が前記（イ）におけるシーケンスの場
合と９０１異なるシーケンスを用い、前記（イ）と同一
の複数のｔ、について測定した複数のＦＩＤ信号から成
る複素集合データＳｓ　　（ｔｌ、ｔりを得ること、 （ハ）前記集合データＳ＋　　（ｔｌ、ｔ、）、５ｔ（
１＋、１１）の和データＰ（ｔ、、ｔりと、差データＮ
（ｔ、、ｔ、）のうちどちらか一方のみ１．について時
間反転し、他方との和又は差をとることにより得られた
データＳ（ｔＩ、ｔりを複素フーリエ変換するか、或い
はＰ（ｔ１、ｔ、）を複素フーリエ変換したＰ（ω１．
ω８）と、Ｎ（ｔ１、ｔ２）を複素フーリエ変換したＮ
（ω１、ω８）のうちどちらか一方のみω、軸について
反転し、他方との和又は差をとることにより得られたＳ
（ω３．ω富）の絶対値スペクトルデータを作成するこ
と、 から成る２次元核磁気共鳴測定方法、ならびに得られた
Ｉｓ（ω８、ω２）｜を対称化処理したスペクトルデー
タを作成することから成る２次元核磁気共鳴測定方法を
特徴とする。

〔作用〕

本発明による２次元核磁気共鳴測定方法は、Ｐタイプと
Ｎタイプの２次元ＦＩＤデータｐ（ｔＩ、ｔ２）と、Ｎ
（ｔＩ、ｔｚ）のうちどちらか−方のみ１．について時
間反転し、他方との和をとることにより得られたデータ
５（ｔＩ、ｔｔ）を複索フーリエ変換するか、或いはＰ
（ｔ、、ｔ。

）を複素フーリエ変換したＰ（ω１．ωｔ）と、Ｎ（ｔ
Ｉ、ｔｉを複素フーリエ変換したＮ（ω１、ω２）のう
ちどちらか一方のみω、軸について反転し、他方との和
をとることにより得られたＳ（ω１、ω２）の絶対値を
とることにより、位相補正の必要のない絶対値−吸収混
合モード２次元スペクトルデータを得、更にＩｓ（ω１
．ω２）１を対称化処理することによりω１、ωオ軸の
両方向に裾を引かない分離能のよい純吸収２次元スペク
トルデータを得ることができる。

Ｃ実施例〕 以下、実施例を図面を参照して説明する。

測定によるデータの取得は先に説明した従来の場合と同
様である。第８図（ａ）のシーケンスを用いた測定によ
り複素集合データＳ＋　　（ｔＩ、ｔｔ）が得られ、第
８図（ｂ）のシーケンスを用いた測定により複素集合デ
ータＳｓ　　（ｔＩ、ｔｇ）が得られる。得られた複素
集合データＳ＋　　（ｔＩ、ｔｇ）、ｓ□　（ｊ＋、ｔ
ｔ）は、緩和を無視すれば夫々、 Ｓ＋　　（ｔＩ　、ｔＩ　）− ｃｏｓω、ｔＩ　ｅｘｐ　（ｉωｔ　ｔｔ）Ｓｔ　　（
ｔＩ、ｔ２）− １ｓ　ｌｎω、ｔＩ　ｅｘｐ　（ｉａ＋ｚ　ｔｚ　）と
表わされ、これら２つの複素集合データの加算及び減算
を行うことにより、和データｐ　（ｔＩ　。

ｔｔ）及び差データＮ（ｔＩ、ｔｔ）が次の通り得られ
る。

ｐ　　（ｔＩ　、ｔｔ＞＝ ｃｏｓ（ω！　ｔ２　＋ω＋Ｌ＋）＋ ｉ　ｓ　ｉｎ　　（（Ｌｌ、　　ｔ、　　＋ω、　　ｔ
、　）Ｎ（ｔ１、ｔ２）＝ ｃｏｓ　　（ω１　１ｇ−ω＋１＋）＋ｉｓ　ｉｎ　　
（ａ＋、　　ｔ、　−６３，ｔ、　）次に、ｐ（ｔＩ、
ｔｉ及びＮ（ｔＩ、Ｅ２）を先ずｔ、について夫々複素
フーリエ変換し、Ｐ（ｔｌ、ω２）及びＮ　（ｔ、　、
　ω２）を得る。

ｐ　（ｔ、　、ω、）− ｅｘｐ（ｌω、を重）× （ａ、（０ｇ）＋ｔｄｔ（ω、）） Ｎ　（ｔＩ　　、　ωｔ　）＝− ｅｘｐ　　（−ｉ＋Ｊ＋　　ｔ、）ｘ （的　（ωｚ）＋ｉｄｇ（ω２　）） ここで１　（ω霊）は、Ｔ１０をω！軸に関する横緩和
時間、ω。をωつ軸の観測周波数に対応した基準の角周
波数とした時次式で表わされ、ａ２（ω、）＝ ’ｒｔ”／（１＋’ｒ、”（ω２＋ω。）２）で吸収波
形を与える偶関数である。

又、ｄｔ　（ω２）は次式で表わされ、ｄｚ　（ωｔ　
）　＝’ｒ第１（ω２＋ω。）／　（１＋７’、　”　
（ωｚ　＋ωｏ　）　”　）で分散波形を与える奇関数
である。

ｐ　（ｔＩ　、ω、）及びＮ（ｔＩ、ωりを更にｔｌに
ついて夫々複素フーリエ変換し、２Ｄスペクトルデータ
Ｐ（ω１．ω２）及びＮ（ω１．ω８）が得られる。

Ｐ（ω１．ω、）− （ａｌ（ω＋）＋ｔｄ＋（ω１））× （ａ宜（ω＊）＋１ｄｔ（ω茸）） Ｎ　（ω１　、　ω８　）− （ａＩ（−ω、）＋１ｄｌ（−ａＩ　））　×（む（０
ｇ）＋１ｄｔ（ω、）） ここでａＩ　（ω、）は、Ｔ２をω１軸に関する横緩和
時間、ω０をω１軸の観測周波数に対応した基準の角周
波数とした時次式で表わされ、ａＩ（ω、）− Ｔｔ　／　（１＋Ｔｔ　”　　（ω、＋ω。）８）で吸
収波形を与える偶関数である。

又、ｄｌ　（ω、）は下式で表わされ、ｄ、　（ω、）
”Ｔｔ”（ω１＋ω。）／（１＋Ｔ！”（ω、＋ω。）
ｆ） で分散波形を与える奇関数である。

ここまでの過程は先に説明した従来方法と変わりがなく
、従来はこのようにして得られた２次元スペクトルデー
タＰ（ω３．ω！　）　、　Ｎ　（ω１゜ω富）に基づ
いて２次元ＮＭＲスペクトルを表示していた０例えば、
Ｐ（ω３．ω２）の実数部のａＩ（６ＪＩ）　ａｘ　（
ω！　）−ｄｌ（ωｌ）　ｄ、　（ａｔ）に基づくスペ
クトルは２次元ピークとなって現われる。

Ｎ（ω１、ω２）に基づくスペクトルも同様である。

ところで、これらのいずれのピークもａ　（ω）とｄ　
（ω）を含むことから、吸収波形と分散波形が混合され
た波形になってしまう。

そこで、一方のスペクトルデータをω１に関して周波数
反転する０例えば、スペクトルデータＮ′（ω１．ω、
）をω１に関して周波数反転することによりｐＪ　（（
１１，、６）２）を求めるとａｔ　（ω１）が偶関数、
ｄｌ（ａＩ）が奇関数であることから、Ｎ（ω４．ω８
）− （ａＩ　（ａｔ　）　−１ｄ＋　（ω、　）　）　×（
ａｘ　（ωｚ　）　”ｉｄ雪（０ｇ　）　）となる０次
に、得られた反転データＮ（ω１．ω２）を他方のデー
タＰ（ω重、ωｔ）と加算し・結合データＳ（ω１．ω
２）を求めるとＳ（ω１．ω８）＝６ ２ａ＋　（ω＋）　　（ａｔ（（ｄｔ）ｌｌｄｔ（ｌｌ
ｄｔ））となり・Ｓ（ω１．ω：）の実数部が２ａｔ（
ω１）ａ、（ａｔ）と表わされることから分るように、
このデータの実数部に基づいて表示されるスペクトルピ
ークは純粋な吸収波形になる。

なお、ＰとＮの差についても全く同様な演算処理を施す
ことにより２ｄ、（ωｌ）　ｄｘ　（ω、）と表わされ
る２次元ピークが対称的に現われる。

しかしながら、実際には、Ｓ（ω１．ω２）は、核磁気
共鳴装置の位相合わせのセツティング、初期位相のズレ
、検出開始の時間遅れ等のために位相ファクタがかかっ
てしまい、 Ｓ（ω１．ω１）＝ ２ａ＋（ω＋）　（ａｚ（ωｚ）ｌｌｄｔ（（ａｌｔ）
ｌ　ｅ　”となり、この位相補正をしないと分散と吸収
とが混じりあってしまうこととなる。そこで本発明にお
いては、Ｓ（ω１．ω８）の絶対値をとり、Ｉｓ（ω１
．ω２）　１− ２ａ、（ω１）　（ａｔ”（ωｚ）＋ｄ＊”（ω、））
　Ｉ／！が得られる。上式から分かるように、このスペ
クトルデータにおいては、位相ファクタｅＬｍを除くこ
とができる。

第１図はかかるスペクトルデータを得るためのフローチ
ャートを示している。

なお、絶対値モードの一般形は、 ＩＳ′　（ω、、ωりＩ＝ （ａＩ”（６’＋）＋ｄｌ”（ω＋））’　（ａｔ”（
（＋３ｇ）＋ｄｌ”（ω１））’純吸収モードの一般形
は、 Ｓ“　（ω８．ωｚ　）−ａ、（ω＋）ａｘ（ω２）で
あるので、本発明のスペクトルデータはω１方向につい
ては純吸収形、ω音方向については絶対値形であり、絶
対値モードと純吸収モードとの中間の絶対値−吸収モー
ドによる表示方法となっている。

第５図（ａ）は本発明の絶対値−吸収モードスペクトル
、第５図（ｂ）は従来の絶対値モードスペクトル、第５
図（Ｃ）は従来の純吸収モードスペクトルを表しており
、本発明の絶対値−吸収モードスペクトルは、煩雑な位
相補正をせずに、裾の切れがよくなっていることが分か
る。

なお、前述した説明ではＮ（ω１、ω２）の方を周波数
反転した例を示したが、Ｐ（ω１．ω茸）の方を周波数
反転しＮ（ω富、ωχ）と加算又は減算しても全く同様
な結果が得られる。

また第２図に示すように、Ｐ　（Ｌ＋、ｔｘ）と・Ｎ（
ｔ、、を茸）を１．方向に反転したＮ（Ｌ１＋ｊ雪）と
を加算してＳ（ｔ、、を宜）を得２、これを２次元複素
フーリエ変換してＳ（ω１、ω鵞）を求めるようにすれ
ば、１回のフーリエ変換ですむこととなる。この場合も
Ｐ（ｉｔ、Ｌｍ）の方をｔｌについて時間反転してもよ
いことは云うまでもない。

また第３図に示すように、Ｎ（ｔ＋、ｊ＊）の実数部と
虚数部を交換して１．について時間反転し、複素フーリ
エ変換した後、実数部と虚数部を交換してＮ（ω１．ω
、）を求めるようにしてもよい、この場合もＮ　（ｔ＋
　、　　ｔｔ’）についての上記処理に代えてＰ　（ｔ
＋　、ｔｔ）に上記処理を施してもよい。

第４図は本発明による他の実施例を示す図で、例えば第
１図に示したフローで得られたＩｓ（ω１、ω２）｜を
更に対称化処理した実施例である。

ここでの対称化操作は、 ｗｉｎ　　（Ｓ　（ω１．ωｔ）、Ｓ（ωｇ、ａ＋１）
）−８（ω８．ωｇ）−Ｓ（ω８．ω１） である、すなわち対角線に対して対称な位置のデータの
大きさを比較して小さい方を再位置のデータとして採用
する。

第６図（ａ）はこのような対称化処理をした場合のスペ
クトル表示を示し、第６図（Ｃ）は第１図〜第３図の実
施例により得られた絶対値−吸収モードスペクトルを示
し、第６図（ｅ）は従来法のＰタイプＦＴＤから得た位
相補正なしの絶対値スペクトルを示す図であり、また第
６図（ｂ）、（ｄ）、（ｆ）はそれぞれω２方向とω１
方向のスペクトルを示している。

本実施例における対称化操作は、例えば第６図（ｂ）に
示すように、対角線に対して対称な位置のＳＡとＳＡ′
、Ｓｌと３．１の値を比較し、この場合だとＳＡ　′、
３．１の値をそれぞれ採用する。このことを各点に適用
することにより第６図（ａ）のようなω１．ω雪両方向
に分離能のよい２次元スペクトルが得られる。

第４図は第２図の絶対値−吸収モードを求めるフローを
用い、さらに対称化処理を施した場合のフローチャート
を示す図である。

なお、本実施例は、Ｓ（ω１、ω２）の絶対値の導出方
法には限定されないので、第２図や第３図による方法と
結合してもよいことは勿論である。

以上のように本発明は、２次元ＮＭＲの内、Ｐタイプ、
Ｎタイプデータの出力の可能な全ての方法に適用可能で
あるが、１５時間に初期遅延のある場合はω１方向に分
散成分が混合するので純吸収モードとならない、またＰ
、Ｎの分離の出来ない３分解法及び５ＥＣ３Ｙ法には適
用不可能である。

以下具体的に適用可能な２次元法を示すと、同種核：　
Ｃ０３Ｙ、ＲＥＬＡＹ、ＭＱＴ　ｆｉｌｆｅｒｅｄ　Ｃ
０５Ｙ　　Ｎ０ＥＳＹ、　ＭＱＴ　ｃｏｈｅｒｅｎｃｅ
ＩＦＯＣ３Ｙ、ＴＯＣ３Ｙ　　等々 異種核：ｈｅｔｅｒｏ　　Ｃ０３Ｙ、　ｈｅｔｅｒｏ　
　ＲＥＬＡＹ。

ｈｅｔｅｒｏ　ＭＱＴ　ｃｏｈｅｒｅｎｃｅ　（２ＤＩ
ＮＡＤＥＱ［ＩＡＴＥなど）等々 である。

〔発明の効果〕

以上のように本発明によれば、位相補正の必要がなく、
計算の自動化を図ることが可能であり、しかも線幅が狭
くピークの裾の切れが良いスペクトルが得られ、ピーク
間の分離が良くなる。また基本的には絶対値計算なので
全てのピークは正値を取り、見易くなり、ピークの強度
を正確に取り出すことができると共に、測定感度（Ｓ／
Ｎ比）は従来の絶対値モードスペクトルに比較して１丁
倍改善される。

【図面の簡単な説明】

第１図は本発明による絶対値−吸収モードスペクトルを
求めるための一実施例のフローを示す図、第２図、第３
図は本発明による絶対値−吸収モードスペクトルを求め
るための他の実施例のフローを示す図、第４図は本発明
による純吸収モードスペクトルを求めるための一実施例
のフローを示す図、第５図は絶対値−吸収モード、絶対
値モード、純吸収モードのスペクトルを示す図、第６図
は２次元スペクトルを示す図、第７図は２ＯＮＭＲ法を
行うためのＮＭＲ装置の一例を示す図、第８図は２ＤＮ
ＭＲｍ定に用いられるパルスシーケンスを示す図である
。 １・・・磁石、２・・・試料コイル、３・・・高周波発
振器、４・・・可変移相回路、６．７・・・ゲート、９
．１０・・・復調回路、１１・・・９０＠移相回路、１
２．１３・・・Ａ−Ｄ変換回路、１４・・・コンピュー
タ、１５・・・メモＩＪ、１６・・・パルスプログラマ 出　　願　　人　　日本電子株式会社 代理人　弁理士　　蛭　川　昌　信（外２名）第５図 （ｉｌｌ） （ら） ＣＣ）

Claims (4)

【特許請求の範囲】
1. （１）（イ）準備パルス又はパルス列の照射後展開期間
   ｔ＿１をおいて検出パルス又はパルス列を照射し、この
   検出パルス又はパルス列照射後検出期間ｔ＿２にわたっ
   て試料からのＦＩＤ信号を９０°位相の異なる２つの検
   出チャンネルで検出するシーケンスを用い、異なった複
   数のｔ＿１の値について測定した複数のＦＩＤ信号から
   成る複素集合データＳ＿１（ｔ＿１、ｔ＿２）を得るこ
   と、（ロ）前記（イ）におけるシーケンスと同一のシー
   ケンスで且つ準備パルス又はパルス列と検出パルス又は
   パルス列との間の位相が前記（イ）におけるシーケンス
   の場合と９０°異なるシーケンスを用い、前記（イ）と
   同一の複数のｔ＿１について測定した複数のＦＩＤ信号
   から成る複素集合データＳ＿２（ｔ＿１、ｔ＿２）を得
   ること、 （ハ）前記集合データＳ＿１（ｔ＿１、ｔ＿２）、Ｓ＿
   ２（ｔ＿１、ｔ＿２）の和データＰ（ｔ＿１、ｔ＿２）
   と、差データＮ（ｔ＿１、ｔ＿２）のうちどちらか一方
   のみｔ＿１について時間反転し、他方との和又は差をと
   ることにより得られたデータＳ（ｔ＿１、ｔ＿２）を複
   素フーリエ変換するか、或いはＰ（ｔ＿１、ｔ＿２）を
   複素フーリエ変換したＰ（ω＿１、ω＿２）と、Ｎ（ｔ
   ＿１、ｔ＿２）を複素フーリエ変換したＮ（ω＿１、ω
   ＿２）のうちどちらか一方のみω＿１軸について反転し
   、他方との和又は差をとることにより得られたＳ（ω＿
   １、ω＿２）の絶対値スペクトルデータを作成すること
   、 から成る２次元核磁気共鳴測定方法。
2. （２）前記Ｐ（ω＿１、ω＿２）又はＮ（ω＿１、ω＿
   ２）のω＿１軸について反転したスペクトルデータは、
   Ｐ（ｔ＿１、ｔ＿２）又はＮ（ｔ＿１、ｔ＿２）の実数
   部と虚数部を交換してｔ＿２について時間反転し、複素
   フーリエ変換して得られたスペクトルデータの実数部と
   虚数部を交換して得ることを特徴とする特許請求の範囲
   第１項記載の２次元核磁気共鳴測定方法。
3. （３）（イ）準備パルス又はパルス列の照射後展開期間
   ｔ＿１をおいて検出パルス又はパルス列を照射し、この
   検出パルス又はパルス列照射後検出期間ｔ＿２にわたっ
   て試料からのＦＩＤ信号を９０°位相の異なる２つの検
   出チャンネルで検出するシーケンスを用い、異なった複
   数のｔ＿１の値について測定した複数のＦＩＤ信号から
   成る複素集合データＳ＿１（ｔ＿１、ｔ＿２）を得るこ
   と、（ロ）前記（イ）におけるシーケンスと同一のシー
   ケンスで且つ準備パルス又はパルス列と検出パルス又は
   パルス列との間の位相が前記（イ）におけるシーケンス
   の場合と９０°異なるシーケンスを用い、前記（イ）と
   同一の複数のｔ＿１について測定した複数のＦＩＤ信号
   から成る複素集合データＳ＿２（ｔ＿１、ｔ＿２）を得
   ること、 （ハ）前記集合データＳ＿１（ｔ＿１、ｔ＿２）、Ｓ＿
   ２（ｔ＿１、ｔ＿２）の和データＰ（ｔ＿１、ｔ＿２）
   と、差データＮ（ｔ＿１、ｔ＿２）のうちどちらか一方
   のみｔ＿１について時間反転し、他方との和又は差をと
   ることにより得られたデータＳ（ｔ＿１、ｔ＿２）を複
   素フーリエ変換するか、或いはＰ（ｔ＿１、ｔ＿２）を
   複素フーリエ変換したＰ（ω＿１、ω＿２）と、Ｎ（ｔ
   ＿１、ｔ＿２）を複素フーリエ変換したＮ（ω＿１、ω
   ＿２）のうちどちらか一方のみω＿１軸について反転し
   、他方との和又は差をとることにより得られたＳ（ω＿
   １、ω＿２）の絶対値をとること、（ニ）｜Ｓ（ω＿１
   、ω＿２）｜を対称化処理したスペクトルデータを作成
   すること、 からなる２次元核磁気共鳴測定方法。
4. （４）前記Ｐ（ω＿１、ω＿２）又はＮ（ω＿１、ω＿
   ２）のω＿１軸について反転したスペクトルデータは、
   Ｐ（ｔ＿１、ｔ＿２）又はＮ（ｔ＿１、ｔ＿２）の実数
   部と虚数部を交換してｔ＿２について時間反転し、複素
   フーリエ変換して得られたスペクトルデータの実数部と
   虚数部を交換して得ることを特徴とする特許請求の範囲
   第３項記載の２次元核磁気共鳴測定方法。