WO2006079702A2 - Procede pour accoitre le signal rmn d ' une solution liquide en utilisant le champ dipolaire longue distance - Google Patents
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Definitions
- the invention relates to a system and method for NMR analysis, for obtaining an NMR signal of an increased liquid solution with respect to that which it would have starting from the thermodynamic equilibrium.
- Nuclear magnetic resonance "NMR” is a spectroscopic technique that allows, especially in the liquid phase, a fine analysis of the material. Its spectral resolution capability makes it possible, for example, to assign a resonance line to a nucleus or group of nuclei of a molecule. We are thus able to determine or verify the chemical constitution of the medium. In practice, this great fineness of resolution results from the low energies involved, since typically the waves inducing the transitions are in a frequency range from a few kilohertz to several hundred megahertz.
- the energy ⁇ E of these transitions is deduced from the Hamiltonian Zeeman which corresponds to the interaction between the applied magnetic field BQ and the nuclear magnetic moment whose gyromagnetic ratio is ⁇ : where Ti is Planck's constant.
- the gyromagnetic factor ⁇ being the proportionality factor between the nuclear magnetic moment and the nuclear spin, we shall speak indifferently of spin or moment magnetic.
- the resonance frequency of an isotope is a constant characterized by ⁇ .
- the magnitude of the permanent magnetic field B 0 created by the magnets implies that the energies involved are less than about 10 -5 J.
- this energy is compared with thermal energy at room temperature (about 3.10 -2 ) J)
- the signal is proportional to the global magnetization M which corresponds to the sum of the contributions of each nuclear magnetic moment:
- This magnetization is always weak at thermodynamic equilibrium and therefore the signal is weak, which implies, for example, to use samples of high concentrations.
- Another solution when the concentration and not the amount of sample is the limit of sensitivity, is to increase the number (n + n) of nuclear magnetic moments by increasing the useful volume in the detection NMR probe.
- the first approach is to excite a first species of spin A, and to let the magnetization of the latter spin freely in the plane perpendicular to the magnetic field BQ. Due to the existence of a bilinear interaction between A and the other spin X species, antiphase two-spin coherences of type A y X 2 will be created. Two pulses make it possible to transform them into two-spin transverse coherences on the X-ring of type A z X y ; the latter, under the effect of the same bilinear interaction, can be detected. The magnetization detected on X, originating from the initial polarization of A by the polarization transfer, produces the same factor 4 in the case of a spinning pair 13 C- 1 H.
- the transfer described is of the INEPT type, others implementations still exist based on the concept of multiple excitations and free evolutions under the effect of bilinear interactions.
- the other approach to perform a coherent transfer is to simultaneously apply two continuous radiofrequency field irradiations or composites on A and X and whose amplitude has been carefully selected.
- a transfer takes place which differs from the previous one because it characterized by a phase transfer, i.e., directly from A x to X x .
- the gain in polarization is the same [see documents 1, 2 and 3].
- the dipolar interaction no longer vanishes due to the Brownian motion.
- the resulting dipolar contribution is however weak because of the distance, it is nevertheless non-zero since all the spins of the sample contribute.
- the effect of this contribution is detectable only if the sample is highly concentrated and the polarization, therefore the magnetic field BQ, is important.
- the dipole coupling felt by the protons of water and created by these same protons is typically of the order of one Hz in a magnetic field of the order of 1OT. Because of this contribution, after excitation of the magnetization and free evolution, two-spin coherences involving two different molecules are created and can be detected.
- a first solution is to transfer the polarization from highly polarized electron spins.
- the gyromagnetic ratio of a free electron is in fact about 600 times higher than that of the proton.
- Dynamic Nuclear Polarization (DNP) exploits this method. It requires the presence of paramagnetic species and requires that irradiation affecting the resonance of unpaired electrons be applied. Its implementation for high magnetic fields encounters the difficulty of creating high power microwave irradiation, the problem of the penetration of these microwaves into the material and the relative weakness of the electronic polarization at the temperature. room. It is therefore a method that is mainly interesting at low temperatures. Moreover, the spectral resolution observed in NMR often suffers from the presence of the centers. paramagnetic.
- a solution has recently been proposed which consists in polarizing a solid sample at low temperature (below 4K) by adding radicals and then heating it very quickly by dissolving it in a liquid in order to study its NMR signal. liquid at room temperature.
- a second solution consists in using the degrees of freedom of rotation of a molecule in gas phase and their quantification.
- the use of parahydrogen is an application that allows the signal to increase when the molecule of H 2 in its para state is added to a carbon-carbon double bond.
- a third solution is based on optical pumping to create directly (pumping by metastability of helium 3) or indirectly (pumping by spin exchange) a significant polarization of the nuclei.
- strong polarizations greater than 0.01 can only be achieved if the longitudinal relaxation is very inefficient. This leads to the use of rare gases of sp h spins, helium 3 or xenon 129.
- the polarization of the samples thus obtained can be kept for several minutes to several hours and thus the sample moved to a place of measurement .
- the sensitivity of the NMR experiments using a sample pre-polarized by DNP, parahydrogen, helium 3 or laser-polarized xenon is thus significantly improved (by a factor greater than 10 3 ).
- only these isotopes are polarized, but the spins of the nuclei not directly involved in the polarization process do not see their polarization directly affected. As a result, the ability to chemically analyze any molecule does not benefit from a gain in sensitivity.
- factor 1.6 in a field of 11.7T corresponds to a proton nuclear polarization of 6.4 10 -5 .
- the latter consists in reducing the magnetic field BQ to a sufficiently low value so that the dipolar coupling between the xenon and the nuclei of the solid is greater than the difference in resonant frequency between the two types of nuclei. In both cases the transfer only directly affects the nuclei of the surface of the solid.
- the invention thus proposes producing a system and a method for NMR analysis of a liquid solution comprising non-zero nuclear spin nuclei, which overcomes the drawbacks of the prior art.
- This dipolar field is a long-range field which is advantageously obtained by using a high core concentration of the polarization source (typically greater than 0.01 mol.l -1 ) and / or a strong nuclear polarization of these same nuclei (typically greater than 0.01).
- the average dipolar field created by the polarization source makes it possible to have a coherent coupling exerted at distances of several millimeters, against the 3 to 6 Angstroms of the incoherent coupling of the prior art, between the spins of said nuclei. of the liquid solution and those of the polarization source.
- said polarization source can be separated from said liquid solution by a distance, representative of the effective range of said dipolar field, which is equal to or greater than 1 nanometer and which can be between 3 nanometers and 10 millimeters.
- this coupling makes it possible, in a liquid medium, to transfer the polarization of the source to said nuclei of the liquid solution, without requiring any particular affinity between the atoms or molecules of the polarization source and those of said solution.
- the gain in polarization makes it possible to increase the NMR signal of a sample of the liquid solution substantially, thus allowing a fine analysis of this sample.
- a first radiofrequency field irradiation the frequency of which is close (difference typically less than 10OkHz), of the resonance frequency in the magnetic field BQ of said nuclei of the liquid solution is applied at the same time as a second radiofrequency field irradiation, whose frequency is close (typically less than 10OkHz difference) of the resonant frequency of the nuclei of the polarization source.
- the shape of these two irradiations can be of constant amplitude, frequency and phase (continuous irradiation) as well as amplitudes, frequencies and variable phases during the duration of the irradiation (composite irradiation).
- Hartmann-hahn type polarization transfer is generally made in the double rotating reference frame, ie the one for which the two radio frequency fields are independent of time.
- the nuclear magnetization In the absence of interactions between the spins, the nuclear magnetization then describes a precession perpendicular to the axis of the effective field in this frame rotating at a frequency that depends on the amplitude of the irradiation.
- the frequency difference of pre ⁇ ssion of the spins of the polarization source and the spins of said nuclei of the liquid solution due to the effect of the two radiofrequency field irradiations is less than ten times the amplitude of the dipolar field created by the nuclei of the source of polarization and felt by the spins of the nuclei of said solution.
- the conditions are optimal when this same difference is smaller than the amplitude of this average dipolar coupling.
- the factor for increasing the polarization of the nuclei of said liquid solution with respect to the thermodynamic value is all the more important as the nuclear polarization rate of the nuclei of the source is large and the nuclei of the source are much more numerous. than those of said solution.
- the nuclei present in the liquid solution may be any nucleus having a nonzero nuclear spin, in particular the isotope 1 of the hydrogen nuclei (proton) or the isotope 13 of the carbon nuclei.
- the factor The increase in polarization obtained by the process described in the present invention is all the stronger as the initial polarization of said nuclei is low, ie their gyromagnetic ratio is low.
- Any efficient method capable of creating a highly polarized and / or highly concentrated nuclear spin system can be used to prepare the polarization source. This can in particular be obtained by addition of para-hydrogen on a carbon-carbon double bond, or preliminary polarization of a sample by the low-temperature solid phase dynamic nuclear polarization method followed by the dissolution of the sample in a liquid .
- the polarization source may also consist of a rare gas polarized by optical pumping and selected from all the following gases: xenon, helium, neon, krypton, and mixtures thereof.
- Xenon 129 and helium 3 being the only two rare gases of spin Vi it is desirable to use them since the polarization rates accessible by optical pumping exceed 10%.
- the high gyromagnetic ratio of helium 3 (2.75 times that of xenon) and the very high polarization rates obtained (up to 80%) are extremely favorable for the use of this atom in the gas phase.
- both the growth rate of the polarization of said nuclei of the solution and the dipolar coupling between these nuclei and the nuclei of the source are proportional to the gyromagnetic ratio of the nucleus of the polarization source.
- the nuclei of the polarization source may be dissolved in said liquid solution or, on the contrary, physically separated from this same liquid solution.
- the distance separating the polarization source from the liquid solution must be minimal so that the dipole field created by the polarization source is maximum. It is preferable that this minimum distance is less than ten millimeters.
- the state The source of the polarization source in this compartment separate from the said liquid solution may be arbitrary, the nuclei of the source may be dissolved in a liquid, or in the form of a gas or even condensed into a liquid solution. However, it is favorable to have a high concentration and an effective renewal of the polarization source after applying the polarization transfer method described here, to use a compressed gas phase.
- the two compartments respectively intended to contain the liquid solution and the polarization source may be separated by a distance equal to or greater than 1 nanometer and, preferably, between 3 nanometers and 10 millimeters.
- the invention also relates to a system for performing an NMR analysis of a liquid solution comprising nuclei with non-zero nuclear spins, the system comprising a magnet surrounding: a source of polarization,
- the polarization transfer means adapted to irradiate the spins of nuclei of said source of polarization and said spins of the nuclei of said liquid solution, so as to perform a Hartmann-Hahn type polarization transfer of the spins of the nuclei of said source to spinning the nuclei of said liquid solution by means of a coherent coupling resulting from the dipole field created by the nuclei of the source, to obtain an NMR signal of said increased liquid solution relative to its value at the thermodynamic equilibrium.
- the polarization means comprise:
- a first irradiation means adapted to subject the spins of the nuclei of said liquid solution to a first irradiation of radio-frequency fields of the continuous or composite type
- a second irradiation means adapted to subject the spins of the nuclei of said polarization source to a second irradiation of continuous or composite radio frequency fields.
- the system comprises, inside said magnet, a tube containing said source of polarization dissolved in said liquid solution.
- the system comprises, inside said magnet, a container comprising two adjacent and independent compartments of each other, which are respectively intended to contain said source of polarization and said liquid solution.
- the system comprises, inside said magnet, a container comprising two internal and external compartments, said outer compartment being intended to contain said source of polarization and surrounding said internal compartment which is intended to contain said liquid solution.
- FIG. 1 very schematically illustrates a polarization system for increasing the polarization of the nuclei of a liquid solution with respect to its thermodynamic value, according to the invention
- FIGS. 2A and 2B show very schematically two examples of polarization systems of FIG. 1 with a polarization source physically separated from the liquid solution;
- FIG. 3 very schematically illustrates one embodiment of the system of FIG. 1;
- FIG. 4 shows a pulse sequence affecting the spins of the nuclei of the polarization source and the liquid solution used. showing the existence of the coupling between these two types of nuclei, according to the invention
- FIG. 5 illustrates the variation of the resonance frequency of the protons of the solution as a function of the number of pulses applied to the xenon cores, in order to determine the amplitude of the dipolar coupling according to the invention
- FIG. 6 illustrates the variation as a function of the number of pulses applied to xenon cores, the proton resonance frequencies contained in two distinct compartments, only one of which contains polarized xenon, according to the invention
- FIG. 7 illustrates a sequence of pulses used to observe the polarization transfer of xenon to protons of said solution, according to the invention.
- FIG. 8 shows spectra obtained after polarization transfer from xenon to protons using negative and positive xenon polarization, according to the invention.
- FIG. 1 very schematically illustrates a polarization system for increasing the nuclear polarization of the nuclei of a liquid solution 1 with respect to its thermodynamic value. This results in an increase of the NMR signal.
- This system comprises a source of polarization 3, a sample of the liquid solution 1 to be studied and a means for transferring the polarization 5.
- the liquid solution 1 must have nuclei 7 having a non-zero nuclear spin, for example nuclei hydrogen isotope 1 H 7 carbon 13 C or others.
- this polarization source 3 may consist of a rare gas polarized by optical pumping chosen from the following set of gases: xenon (Xe), helium (He), neon (Ne), krypton (Kr), or their mixtures.
- the polarization source 3 comprises xenon (Xe 129) or helium (He 3) polarized by laser or hyperpolarized which are the only two rare gases of spin 1 Zz, therefore for which polarizations greater than 1% can easily be obtained.
- the polarization source 3 can also be derived from an addition of parahydrogen on a carbon-carbon double bond, or by prior polarization of a sample via the low temperature nuclear dynamic polarization process.
- a polarization source 3 comprising xenon "129” polarized by laser 9 (hereinafter referred to as xenon) and a liquid solution 1 comprising isotope cores "1" hydrogen 7 (i.e., 1 H protons).
- xenon xenon
- liquid solution 1 comprising isotope cores "1" hydrogen 7 (i.e., 1 H protons).
- f ⁇ , ⁇ ) is a function that depends on the orientation ( ⁇ , ⁇ ) of the vector
- M ⁇ e is the magnetization of xenon 9 per unit volume. It is expressed by:
- a Hartmann-Hahn type polarization transfer is carried out between the polarization source 3 (xenon) and the nuclei 7 (protons) of the liquid solution 1 via the coherent coupling resulting from the long-distance dipole field. created by the source of polarization 3 and felt by the protons.
- the polarization transfer means 5 comprises a first irradiation means (for example obtained by means of a first coil) and a second irradiation means (for example obtained by means of a second coil).
- the first irradiation means generates a first radiation 13 continuously or composite RF field whose amplitude is ⁇ f / ⁇ s and the frequency ⁇ * / 2 ⁇ , more commonly referred ⁇ is close to the resonant frequency ⁇ s spins of the cores 7 in the magnetic field BQ and the second irradiation means generates a second continuous or composite radiofrequency field irradiation whose amplitude is I ⁇ , and whose frequency ll ⁇ , more commonly referred to as is close to that of the resonance ⁇ ⁇ of the spins of the cores 9 of the polarization source 3 in the magnetic field B 0 . It is better that the differences
- the polarization transfer is achieved by applying the first continuous irradiation 13 or composite radiofrequency fields on the spin of the nuclei 7 of the liquid solution 1 and the second continuous irradiation 15 or composite of radiofrequency fields on the spins of the nuclei 9 of the polarization source 3.
- first and second irradiations 13 and 15 it is advantageous for the first and second irradiations 13 and 15 to have a difference in amplitude ⁇ between them; less than ten times the amplitude of the dipole coupling ⁇ between the spins of the nuclei of the polarization source 3 and those of the liquid solution 1:
- the first and second irradiations 13 and 15 may have between them a difference in amplitude less than once the amplitude of the dipolar field created by the polarization source 3 and felt by the spins of the nuclei 7 of the liquid solution 1.
- the polarization source 3 since the polarization source 3 has a very large number of xenon atoms 9, a statistical process appears which makes the spin temperatures of xenon 9 and protons 7 re-coupled in the rotating frame will converge to the same value. It follows a cooling of the proton spins system 7 and therefore an increase in the polarization of the latter and their associated magnetization therefore a signal gain.
- the invention consists in carrying out the polarization transfer from xenon to protons using the dipole coupling that exists between them. For this, it is necessary to make sure to obtain an effective Hamiltonian in the double rotating reference which is the dipolar coupling.
- the major advantage of using these multiple pulse sequences is their tolerance to the effects due to the difference between the frequency of the irradiation 13, (respectively 15, a ⁇ ) and the resonance frequency of the spin I 1 ⁇ 1 (respectively 9, ⁇ s ). This offers the ability to simultaneously polarize all the protons of a molecule.
- the principle according to the invention consists in using a highly polarized and highly concentrated source 3 in order to have a large dipolar coupling between the spins of the cores 7 and 9.
- the latter makes it possible, thanks to irradiations under Hartmann conditions. Hahn, to lower the spin temperature of the irradiated nuclei 7. Under these conditions it is obvious that this method can be applied to any type of nuclear spins.
- the major difference according to the isotope used will be the efficiency of the transfer and thus the increase of the signal obtained.
- the dipole coupling ⁇ (Equation 8) is proportional to the gyromagnetic ratio of the core 7 to which the transfer will be made (for example the proton). Consequently, this coupling is, for example, four times lower if the transfer is made to 13 C rather than to 1 H.
- the use of paramagnetic systems or quadrupole nuclei is possible.
- the transfer principle is to use the dipolar field created by the source 3 of polarized nuclear spins to create a coupling between the spin system of the source 3 and that of another species 7 (contained in the liquid solution ) and succeed in transferring the polarization.
- this dipolar field does not exist only within the volume containing the source of polarization 3 but extends outside the simple fact of the laws of magnetostatics. Therefore the polarized nuclear spin system 7 (xenon 129, helium 3 or others) can be in a compartment different from the sample containing the liquid solution 1 to be studied.
- FIGS. 2A and 2B show very schematically that the polarization source 3 can be physically separated from the liquid solution 1.
- the distance separating the polarization source 3 from the liquid solution 1 can correspond to a few nanometers and preferably less than ten millimeters.
- the dipole field ⁇ will decrease, the factor ⁇ (Equation 8) tending to zero for the two samples as a function of the inverse of the distance separating them to the power three. So, it is advantageous in the current state of the art to optimize the geometry and not to exceed a separation distance of ten millimeters.
- the polarization system may comprise a container 20 comprising a first compartment 23 containing the source 3 of polarization and a second compartment 25 containing the liquid solution 1.
- the first and second compartments 23, 25 can be two disjoint capillaries, a geometry that allowed, for example, the observation of multiple intermolecular coherences obtained by the effect of the dipolar field by WS Warren et al [see document 4].
- FIG. 2B shows that the first compartment 23 can be arranged around the second compartment 25.
- a sample of the liquid solution 1 can be placed in a small central tube and the polarization source 3 placed in a second tube surrounding the first tube.
- Tr (A) corresponds to the trace of the operator A
- the xenon signal after a 90 ° pulse along an axis Oy (which transforms ⁇ , h into ⁇ th ) is proportional to:
- the calculation of the energy indicates from the model 10 of the spin temperature that:
- N can be considered as the ratio between the xenon and proton concentrations.
- Equation (22) the transfer of polarization will be effective if the magnetization of xenon, through its number of atoms N (compared to the number of proton) and its polarization rate K Xe , is very high. to that of the proton.
- Equation (22) immediately shows that under these same conditions, K H becomes of the order of 6000 if we have as many xenons as protons and tends to 0 if there are more protons than xenons.
- the proposed solution is therefore particularly useful for low concentration samples.
- the previous calculation is a thermodynamic calculation which defines the rate of increase of the signal of a proton for a long time in front of the transfer time but short (factor at most 0.3) vis-à- screw relaxation times T ⁇ p in the rotating reference frame.
- the time of Xenon relaxation in the rotating reference system must be of the order of the longitudinal relaxation time Ti of xenon and therefore of the order of several minutes.
- the proton T lp and the inverse of the dipolar coupling 1 / ⁇ it is impossible to decide as to their relative values.
- FIGS. 3 to 8 illustrate an example according to the invention for increasing an NMR signal of a liquid solution with respect to that obtained by starting from the thermodynamic equilibrium by using strongly polarized xenon.
- isotope enriched xenon 129 (> 96%) is preferably used and conditions ensuring high production of polarized gas.
- partial pressures greater than 40 torr of xenon can be used during optical pumping to maximize the amount of polarized xenon and thus the magnetization of xenon.
- FIG. 3 illustrates very schematically that, after optical pumping 31, the xenon 9 is condensed in a tube 33 immersed in a solenoid 35 cooled with liquid nitrogen. The xenon 9 contained in this tube 33 is then reheated in the leakage field of the superconducting magnet 36 of the NMR spectrometer.
- a tube 37 containing the liquid solution 1 to be studied this tube 37 having been degassed beforehand.
- a shortened thick-wall NMR tube for example a tube 37 having an outer diameter. of 5mm, a wall thickness of 1.4mm, and a total length of 150mm.
- the tube 37 contains a solution of 3,3-diethoxy-1-propyne dissolved in deuterated cyclohexane (99%) prepared at room temperature.
- the pressure inside this tube 37 just after the addition of the polarization source 3 that is to say xenon 9 gas
- the tube 37 is then strongly agitated in order to dissolve the xenon 9, and then put back inside the magnet 36 of the NMR spectrometer.
- the NMR spectrometer may be of the Bruker DRX500 type equipped with a Bruker broadband reverse probe.
- channel 1 and channel H isotope xenon 129, xenon hereinafter, using two different coils 41 and 43 respectively.
- the first coil generates the first irradiation 13 on the proton cores 7 and the second coil generates the second irradiation 15 on the nuclei. xenon 9.
- FIG. 4 shows a pulse sequence 50 using proton channel H and xenon channel 53.
- This sequence 50 is used to measure the dipolar coupling between xenon 9 and protons 7.
- a series of n proton spectra 57 is acquired.
- Each spectrum 57 is acquired after excitation of the magnetization of the protons by a pulse 56 on the channel 51 proton.
- a pulse 55 of angle ⁇ is applied to the xenon channel 53 in order to reduce the magnetization of xenon by a factor cos ⁇ .
- a series of one-dimensional spectra on the proton channel according to the pulse sequence 50 is recorded by performing between each acquisition a pulse 55 of an angle ⁇ ( ⁇ 90 °) on the xenon channel 53. It will be noted that a variation of the resonance frequency of each of the proton peaks (variation identical for all) is obtained along the series of spectra. In parallel, a variation of the intensity of the proton signal 57 is observed. It results from the joint action of a recovery time between each short proton acquisition and the variable SPINOE effect following the reduction of the xenon magnetization. Thanks to this effect we can know absolutely the sign of the polarization of xenon.
- Figure 5 illustrates the variation of the resonant frequency of the protons as a function of the number of pulses applied to the xenon.
- the determined dipolar coupling is equal to -3.05 ⁇ 0.05, respectively
- the impurities present in the trace state make it possible to have different fine lines with shorter 1 H relaxation times.
- the same experimental procedure as before was used (addition of negatively polarized xenon at 6.4%, stirring, homogeneity adjustment, stopping of the B 0 field blocking, and launching of the sequence 50).
- the map 70 of FIG. 6 corresponds to a subset of the two-dimensional spectrum obtained.
- the horizontal dimension corresponds to the dimension of the resonance frequency of the proton
- the vertical dimension corresponds to the succession of spectra.
- This map is represented as a series of contour lines. Peaks 71, 73 and 74 clearly show distinct behavior along the vertical dimension, when compared to a constant frequency illustrated by the two dotted lines 75 and 76.
- the trace of the left peak 71 sees its frequency increased.
- a rapid magnetostatic calculation shows that the magnetic field created by the xenon polarized in the inner cylinder, (compartment 23, the one in which there is no xenon), must be of opposite sign to the magnetic field in the outer cylinder (compartment 25).
- radiofrequency fields are known to be inhomogeneous, and in the case where is used a conventional probe for which the two proton and xenon channels correspond to different coils 41 and 43, thus without correlation of radio frequency field inhomogeneities, it is not not conducive to using intense radio frequency fields for which the inhomogeneities would be much higher than the dipolar coupling. In this case, it is preferable to use the simplest Hartmann-Hahn transfer sequence with continuous low power irradiation.
- Figure 7 illustrates a pulse sequence used to observe the polarization transfer from xenon 9 to protons 7 by means of medium dipole coupling.
- the spin-lock 85 on the xenon channel 53 is comprised between two pulses 87 and 89 of 90 ° and of opposite phases (x and -x) intended to put the magnetization of the xenon 9 in the transverse plane initially and along the field static at the end of the mixing time T m .
- the proton signal 88 is detected after the spin-lock 85.
- the simple 180 ° inversion of the irradiation phase in the middle of the irradiation time is added to partially compensate for the inhomogeneity effects of radiofrequency fields.
- the measurement of the amplitude of the radiofrequency xenon (respectively proton) field consists, in a known manner, in nutation of the xenon magnetization (respectively proton) followed by a purge gradient and a read pulse. To avoid any artefact during the measurement, the irradiation of increasing duration is applied simultaneously on the two channels 51 and 53 of the proton and xenon.
- Hartmann-Hahn ⁇ f, better than IHz near.
- a radio frequency field whose inhomogeneity of field (width at half height) is of the order of 1.8 Hz, and whose field amplitude / 2 ⁇ is 46.87Hz for the maximum probability.
- FIG. 8 shows a first spectrum 90 corresponding to the thermal signal of a proton, a second spectrum 91 obtained with a negative bias of xenon with respect to the thermodynamic polarization and after using the excitation method described above (see FIG. 7) and a third spectrum 93 obtained with a positive polarization of xenon with respect to the thermodynamic polarization and the use of the excitation method described above (see FIG. 7).
- the proton signals obtained 91 and 93 correspond respectively to 0.40 times and -1.85 times the thermal signal 90 of this same proton. Thanks to the magnetization of xenon measured before the acquisition of these spectra, it is possible to estimate a xenon-proton dipole coupling ⁇ equal to 2.9 Hz and -2.1 Hz respectively.
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Abstract
L'invention se rapporte à un système et un procédé d'analyse RMN, pour l'obtention d'un signal RMN d'une solution liquide (1) accru par rapport à celui qu'il aurait en partant de l'équilibre thermodynamique. Ce but est atteint en ce que les inventeurs ont découvert d'une manière surprenante que si l'on irradie les spins des noyaux (9) d'une source de polarisation (3) et les spins des noyaux (7) de ladite solution liquide (1), de sorte à réaliser un transfert de polarisation de type Hartmann-Hahn des spins des noyaux (9) de ladite source (3) aux spins des noyaux (7) de ladite solution liquide (1) au moyen d'un couplage cohérent résultant du champ dipolaire créé par les noyaux de la source, alors on obtient un signal RMN de ladite solution liquide qui est accru d'une manière significative par rapport à la valeur qu'il aurait en partant de l'équilibre thermodynamique.
Description
Procédé pour accroître le signal RMN d'une solution liquide.
Domaine de l'invention
L'invention se rapporte à un système et un procédé d'analyse RMN, pour l'obtention d'un signal RMN d'une solution liquide accru par rapport à celui qu'il aurait en partant de l'équilibre thermodynamique.
Art antérieur
La résonance magnétique nucléaire « RMN » est une technique spectroscopique qui permet, en particulier en phase liquide, une analyse fine de la matière. Sa capacité de résolution spectrale rend possible par exemple l'attribution d'une raie de résonance à un noyau ou groupe de noyaux d'une molécule. On est ainsi capable de déterminer ou de vérifier la constitution chimique du milieu. En pratique, cette grande finesse de résolution résulte des faibles énergies mises en jeu, puisque typiquement les ondes induisant les transitions sont dans une gamme de fréquences allant de quelques kilohertz à plusieurs centaines de mégahertz. L'énergie ΔE de ces transitions se déduit de l'Hamiltonien Zeeman qui correspond à l'interaction entre le champ magnétique appliqué BQ et le moment magnétique nucléaire dont le rapport gyromagnétique est γ :
où Ti est la constante de Planck. En pratique la fréquence de résonance est égale à la fréquence de précession des moments magnétiques nucléaires dans le champ magnétique BQ ; cette pulsation est ω = γBQ . Par abus de langage et en accord avec les usages dans le domaine, on parlera de fréquence pour ω . De même le facteur gyromagnétique γ étant le facteur de proportionnalité entre le moment magnétique nucléaire et le spin nucléaire, on parlera indifféremment de spin ou de moment
magnétique. A quelques parties par million près, la fréquence de résonance d'un isotope est une constante caractérisée par γ .
Actuellement, l'amplitude du champ magnétique permanent B0 créé par les aimants implique que les énergies mises en jeu sont inférieures à environ 10"25J. Quand on compare cette énergie à l'énergie thermique à la température ambiante (environ 3.10"21J), on en déduit que la résonance magnétique nucléaire n'est pas une spectroscopie sensible. Considérant pour simplifier un noyau de spin Vz et na et n β les populations des états de spin +Vz et -Vz respectivement, un calcul simple montre que dans le régime des hautes températures, à l'équilibre thermodynamique la polarisation P est : p ._ na -*β = ≠βQ (2) na +n β 2kT avec k la constante de Boltzmann et T la température.
En RMN, le signal est proportionnel à l'aimantation globale M qui correspond à la somme des contributions de chaque moment magnétique nucléaire:
M +n^≠ J"" +">)rVB° (3)
2 ° β AkI
Cette aimantation est toujours faible à l'équilibre thermodynamique et donc le signal est faible, ce qui implique, par exemple, de recourir à des échantillons de fortes concentrations.
Toute méthode qui permet de faire croître l'aimantation améliore la sensibilité de la RMN donc permet un gain de temps ou une amélioration de la précision des mesures ou encore ouvre la voie à des études sur des échantillons de plus petites tailles. Classiquement, la solution la plus exploitée consiste à augmenter la valeur du champ magnétique BQ . Cette solution est cependant limitée technologiquement. D'une part la valeur des champs critiques des matériaux supraconducteurs connus limite l'amplitude du champ. Cette
limite se situe actuellement à environ 3OT alors que les aimants de 21T sont déjà commercialisés. D'autre part l'utilisation d'aimants résistifs souffre de problèmes d'homogénéité spatiale et de stabilité temporelle. Les technologies hybrides (aimant supraconducteur + aimant résistif) sont en cours de validation, cependant les problèmes d'homogénéité spatiale et de stabilité temporelle dus à la composante résistive subsisteront. Ces limites interdisent des applications de RMN haute résolution pour des analyses chimiques dans les liquides avec ce type d'aimants.
Une autre solution, quand la concentration et non la quantité d'échantillon constitue la limite de sensibilité, consiste à augmenter le nombre (n^ +n^) de moments magnétiques nucléaires en augmentant le volume utile dans la sonde RMN de détection.
Une approche alternative consiste à aborder ce problème de signal du point de vue du bruit. La diminution du bruit électronique, en particulier produit par la sonde et l'amplificateur du signal détecté, rend possible la détection du signal RMN. La solution la plus aboutie aujourd'hui consiste à abaisser la température de la bobine jusqu'à environ 2OK et celle du préamplificateur jusqu'à environ 77K.
Une autre solution qui s'est avérée riche de possibilités puisqu'elle ne dépend guère de contraintes techniques, consiste à n'exciter et à ne détecter que les spins ayant le plus grand rapport gyromagnétique. Du point de vue des noyaux non radioactifs, il s'agit de l'isotope d'hydrogène le plus abondant, le proton 1H. Pour accéder à un γ supérieur, il faut considérer les électrons non appariés. Mais la résolution fréquentielle en Résonance Paramagnétique Electronique n'est pas celle de la RMN. Ainsi, cette solution consiste à exploiter les longues durées de cohérences d'un système excité de spins nucléaires et les interactions entre ces moments magnétiques pour transférer la polarisation d'un type de noyau à un autre, II existe en pratique trois approches différentes pour effectuer ce transfert, deux exploitent une interaction bilinéaire entre les deux types de
spins dont la moyenne temporelle est non nulle, il s'agit donc de transferts cohérents, la dernière met en œuvre la relaxation croisée, c'est-à-dire des interactions aléatoires de moyenne temporelle nulle, et donc un transfert de type incohérent. Cette dernière approche est principalement connue sous le nom d'effet nucléaire Overhauser (nOe), où, au moins pour ses premières implémentations, le principe du transfert consistait à saturer par une irradiation de champ radiofréquence une espèce de spin et à observer sur l'autre les variations d'intensité. On peut ainsi en saturant les protons 1H faire croître la polarisation du 13C d'un facteur 4 par rapport à sa valeur thermodynamique.
Dans la catégorie des transferts cohérents, la première approche consiste à exciter une première espèce de spin A, et à laisser évoluer librement l'aimantation de cette dernière dans le plan perpendiculaire au champ magnétique BQ . Du fait de l'existence d'une interaction bilinéaire entre A et l'autre espèce de spin X, des cohérences à deux spins en antiphase de type AyX2 vont se créer. Deux impulsions permettent de les transformer en cohérences transversales à deux spins sur le noyau X de type AzXy ; ces dernières, sous l'effet de la même interaction bilinéaire, peuvent être détectée. L'aimantation détectée sur X, provenant de la polarisation initiale de A par le transfert de polarisation produit le même facteur 4 dans le cas d'une paire de spins 13C-1H. Le transfert décrit est de type INEPT, d'autres implémentations existent toujours basées sur le concept d'excitations multiples et d'évolutions libres sous l'effet d'interactions bilinéaires. L'autre approche pour effectuer un transfert cohérent consiste à appliquer simultanément deux irradiations continues ou composites de champ radiofréquence sur A et X et dont l'amplitude a été soigneusement choisie. Dans les conditions de Hartmann-Hahn, qui sont précisées plus loin et qui fixent la fréquence et l'amplitude des irradiations de champs radiofréquences, un transfert a lieu qui diffère du précédent car il se
caractérise par un transfert en phase, c'est-à-dire, directement de Ax vers Xx. Le gain en polarisation est le même [voir documents 1, 2 et 3].
Finalement il existe deux types d'interactions bilinéaires impliquant deux spins différents; le couplage scalaire qui requiert l'existence de liaisons chimiques entre A et X et le couplage dipolaire qui a lieu à travers l'espace. Ce dernier dépend de l'orientation du vecteur internucléaire par rapport à BQ et de j/~ , où r est la distance entre les deux spins
/ r nucléaires. Pour les distances inférieures à environ 30Â et en phase liquide, le mouvement Brownien rend aléatoire l'orientation de ce vecteur et ce couplage ne peut contribuer à une évolution cohérente, mais simplement à une évolution incohérente sous la forme de la relaxation dipolaire. Ce point différencie la RMN du liquide de la RMN du solide pour laquelle le couplage dipolaire conduit à des transferts cohérents. Il est donc admis qu'en phase liquide il n'existe qu'un seul type d'interactions bilinéaires entre spins différents : le couplage scalaire à travers les liaisons.
Cependant, toujours en phase liquide, et quand on considère les contributions dipolaires provenant des noyaux distants, l'interaction dipolaire ne s'annule plus du fait du mouvement Brownien. La contribution dipolaire résultante est cependant faible du fait de la distance, elle est néanmoins non nulle puisque tous les spins de l'échantillon contribuent. En pratique l'effet de cette contribution n'est détectable que si l'échantillon est fortement concentré et que la polarisation, donc le champ magnétique BQ , est importante. Le couplage dipolaire ressenti par les protons de l'eau et créé par ces mêmes protons est typiquement de l'ordre du Hz dans un champ magnétique de l'ordre de 1OT. Du fait de cette contribution, après excitation de l'aimantation et évolution libre, des cohérences à deux spins impliquant deux molécules différentes sont créées et peuvent être détectées. Etant un effet à longue portée, rien n'impose que les deux
molécules soient dans le même contenant, et en pratique Warren et collaborateurs ont observé des cohérences impliquant deux molécules appartenant à des contenants différents [voir document 4]. L'ensemble de ces effets est connu sous la dénomination de l'effet du champ dipolaire en phase liquide.
En outre, différentes solutions ont été proposées pour préparer des systèmes de spins nucléaires dont les populations des états +V2 et -V_> diffèrent fortement de leurs valeurs thermodynamiques. La durée de vie de ces systèmes fortement polarisés dépend de nombreux paramètres internes et externes mais peut atteindre plusieurs jours à plusieurs mois. Ceci a fait naître l'espoir que l'emploi de ces systèmes fortement polarisés puisse devenir une alternative à la faible polarisation nucléaire propre à la RMN.
Pour créer cette forte polarisation nucléaire, le concept du transfert de polarisation est utilisé, et un système plus fortement polarisé doit être employé. La faiblesse du couplage entre les spins nucléaires et les autres degrés de liberté du système limite le nombre de solutions.
Une première solution consiste à transférer la polarisation à partir de spins électroniques fortement polarisés. Le rapport gyromagnétique d'un électron libre est en effet environ 600 fois supérieur à celui du proton. La polarisation nucléaire dynamique (DNP) exploite cette méthode. Elle requiert la présence d'espèces paramagnétiques et nécessite qu'une irradiation affectant la résonance des électrons non appariés soit appliquée. Sa mise en œuvre pour des hauts champs magnétiques se heurte à la difficulté de création d'une irradiation hyperfréquence de forte puissance, au problème de la pénétration de ces micro-ondes dans la matière et à la faiblesse relative de la polarisation électronique à la température ambiante. C'est donc une méthode qui est principalement intéressante à basse température. De plus, la résolution spectrale observée en RMN souffre souvent de la présence des centres
paramagnétiques. Une solution a cependant été récemment proposée qui consiste à polariser par cette technique un échantillon solide à basse température (inférieure à 4K) en ajoutant des radicaux et à ensuite le réchauffer très rapidement en le dissolvant dans un liquide afin d'étudier son signal en RMN liquide à température ambiante.
Une deuxième solution consiste à utiliser les degrés de liberté de rotation d'une molécule en phase gaz et leur quantification. L'utilisation du parahydrogène en est une application qui permet l'augmentation du signal lorsque la molécule de H2 dans son état para est additionnée sur une double liaison carbone-carbone.
Une troisième solution s'appuie sur le pompage optique pour créer directement (pompage par métastabilité de l'hélium 3) ou indirectement (pompage par échange de spins) une polarisation importante des noyaux. En pratique, de fortes polarisations (supérieures à 0,01) ne peuvent être atteintes que si la relaxation longitudinale est très peu efficace. Ceci conduit à utiliser les gaz rares de spins Λh, l'hélium 3 ou le xénon 129.
Dans ces derniers cas (pré-polarisation de l'échantillon par DNP, parahydrogène et gaz rares polarisés par laser), la polarisation des échantillons ainsi obtenue peut être conservée pendant plusieurs minutes à plusieurs heures et donc l'échantillon déplacé vers un lieu de mesure. La sensibilité des expériences de RMN employant un échantillon pré-polarisé par DNP, du parahydrogène, de l'hélium 3 ou du xénon polarisé par laser s'en trouve donc nettement améliorée (d'un facteur supérieur à 103). Par contre seuls ces isotopes sont polarisés, mais les spins des noyaux non directement impliqués dans le procédé de polarisation ne voient pas leur polarisation directement affectée. Par conséquent, la capacité d'analyse chimique de molécules quelconques ne bénéficie pas d'un gain de sensibilité.
Actuellement, en phas.e liquide, la seule approche connue pour utiliser la forte polarisation de ces gaz polarisés dans le but d'accroître la
sensibilité de la RMN du proton ou de toute autre noyau est la méthode SPINOE (Spin Polarisation Induced Nuclear Overhauser Effect) décrite par exemple dans le brevet US 6 426 058. Dans cette approche, le transfert d'aimantation est provoqué par la relaxation dipolaire croisée entre xénon dissous et des noyaux d'hydrogène proches spatialement. Mettant en œuvre la relaxation, ce procédé est de nature incohérente.
Qualitativement, le fonctionnement physique de ce procédé est le suivant. Le xénon polarisé par pompage optique est dissous dans la solution à étudier. Comme le champ magnétique BQ est défini, cela revient à dire en utilisant l'équation (2) que la température de spins du xénon TXe est en valeur absolue très faible. Initialement la polarisation à l'équilibre thermodynamique des protons définit leur température de spins comme étant égale à la température de l'échantillon. Le fait que le xénon et les protons soient proches (quelques Angstrôms) induit l'existence d'un terme de couplage dipolaire entre ces deux aimantations. La moyenne temporelle de ce couplage est en fait nulle en phase liquide du fait du mouvement Brownien. Cependant dans une théorie de perturbation au deuxième ordre dépendante du temps, ce couplage dipolaire induit l'existence d'une relaxation croisée entre ces aimantations qui dépend de î/6 où r est la distance entre les deux spins nucléaires. Le caractère très
froid des spins nucléaires du xénon va donc induire une modification de la température de spin du proton et donc une modification de sa polarisation, et donc potentiellement un gain en signal. La capacité d'abaissement de la température de spin du proton dépendra donc de la vitesse de relaxation croisée xénon-proton, de l'aimantation du xénon dissous par rapport à celle des protons et de la vitesse de relaxation directe du xénon et de celle des protons. Ces deux dernières définissent en fait la capacité du xénon et du proton à conserver ou à acquérir une température de spin différente de celle de l'échantillon.
Cependant, cette approche requiert une très forte aimantation du xénon et n'est efficace que dans deux cas.
Le premier concerne le cas où la relaxation longitudinale du proton est très lente. Dans ce cas, malgré la faiblesse de la vitesse de relaxation croisée xénon - proton, l'aimantation finale du proton peut être très différente de celle à l'équilibre thermodynamique. C'est ce qui se produit par exemple dans le cas du benzène deutéré.
Le second concerne le cas où le xénon présente une affinité particulière pour la molécule. Dans ces conditions, certaines distances xénon - proton peuvent être courtes et l'affinité du xénon pour ce site suffisamment importante pour que des transferts efficaces puissent être observés. Ce type de cas se rencontre pour des molécules présentant une cavité hydrophobe. Le maximum de gain en signal observé jusqu'à présent
(facteur 1,6 dans un champ de 11,7T) correspond à une polarisation nucléaire du proton de 6,4 10"5.
L'inconvénient majeur de cette méthode SPINOE est le fait que le transfert de polarisation entre le xénon et le proton ne peut fonctionner que quand les noyaux sont séparés par des distances extrêmement faibles de l'ordre de 3 à 6 Angstrôms du fait de la dépendance des vitesses de relaxation croisée en Vb . De telles conditions sont si contraignantes
qu'elles rendent extrêmement difficile toute application industrielle.
Enfin et afin d'être complet, il existe pour des applications en RMN du solide deux autres approches visant à transférer la polarisation du xénon vers d'autres noyaux. Dans les deux cas le processus physique de transfert implique du xénon adsorbé sur la surface du solide et les noyaux de cette même surface. Les deux emploient l'interaction dipolaire statique (de moyenne temporelle non nulle). Le procédé consiste à condenser du xénon polarisé sur la surface du solide à étudier puis à effectuer un transfert de polarisation soit de type Hartmann-Hahn entre le xénon et les noyaux de la surface du solide [voir documents 5 et 6] ou soit via un
mélange thermique. Ce dernier consiste à diminuer le champ magnétique BQ jusqu'à une valeur suffisamment faible pour que le couplage dipolaire entre le xénon et les noyaux du solide soit supérieur à la différence de fréquence de résonance entre les deux types de noyaux. Dans les deux cas le transfert n'affecte directement que les noyaux de la surface du solide.
Objet et résumé de l'invention
L'invention propose ainsi de réaliser un système et un procédé d'analyse RMN d'une solution liquide comportant des noyaux à spins nucléaires non nuls, qui pallie les inconvénients de l'art antérieur.
Ce but est atteint en ce que les inventeurs ont découvert d'une manière surprenante que si l'on irradie les spins des noyaux d'une source de polarisation et lesdits spins des noyaux de ladite solution liquide, de sorte à réaliser un transfert de polarisation de type Hartmann-Hahn des spins des noyaux de ladite source aux spins des noyaux de ladite solution liquide au moyen d'un couplage cohérent résultant du champ dipolaire créé par les noyaux de la source, alors on obtient un signal RMN de ladite solution liquide qui est accru d'une manière significative par rapport à la valeur qu'il aurait en partant de l'équilibre thermodynamique.
Ce champ dipolaire est un champ longue distance qui est avantageusement obtenu en utilisant une concentration importante en noyau de la source de polarisation (typiquement supérieure à 0,01 mol. L"1) et/ou une forte polarisation nucléaire de ces mêmes noyaux (typiquement supérieure à 0,01).
Ainsi, le champ dipolaire moyen créé par la source de polarisation permet de disposer d'un couplage cohérent s'exerçant à des distances de plusieurs millimètres, contre les 3 à 6 Angstrôm du couplage incohérent de l'art antérieur, entre les spins desdits noyaux de la solution liquide et ceux de la source de polarisation.
Avantageusement, ladite source de polarisation peut être séparée de ladite solution liquide d'une distance, représentative de la portée effective dudit champ dipolaire, qui est égale ou supérieure à 1 nanomètre et qui peut être comprise entre 3 nanomètres et 10 millimètres. La mise en œuvre de ce couplage permet, dans un milieu liquide, de transférer la polarisation de la source vers lesdits noyaux de la solution liquide, sans nécessiter la moindre affinité particulière entre les atomes ou les molécules de la source de polarisation et ceux de ladite solution. Le gain en polarisation permet d'accroître le signal RMN d'un échantillon de la solution liquide de manière notable permettant ainsi une analyse fine de cet échantillon.
Afin de réaliser ce transfert de polarisation de type Hartmann-Hahn, une première irradiation de champ radiofréquence, dont la fréquence est proche (différence typiquement inférieure à 10OkHz) de la fréquence de résonance dans le champ magnétique BQ desdits noyaux de la solution liquide est appliquée en même temps qu'une deuxième irradiation de champ radiofréquence, dont la fréquence est proche (différence typiquement inférieure à 10OkHz) de la fréquence de résonance des noyaux de la source de polarisation. La forme de ces deux irradiations peut aussi bien être d'amplitude, de fréquence et de phase constantes (irradiation continue) que d'amplitudes, de fréquences et de phases variables au cours de la durée de l'irradiation (irradiation composite).
La description d'un transfert de polarisation de type Hartmann-hahn est généralement faite dans le double référentiel tournant, c'est-à-dire celui pour lequel les deux champs radiofréquences sont indépendants du temps. En absence d'interactions entre les spins, l'aimantation nucléaire décrit alors une précession perpendiculaire à l'axe du champ effectif dans ce référentiel tournant à une fréquence qui dépend de l'amplitude de l'irradiation. Afin de rendre le transfert de type Hartmann-Hahn possible, il est préférable que, dans ce référentiel, la différence de fréquences de
préœssion des spins de la source de polarisation et des spins desdits noyaux de la solution liquide dues à l'effet des deux irradiations de champs radiofréquences soit inférieure à dix fois l'amplitude du champ dipolaire créé par les noyaux de la source de polarisation et ressenti par les spins des noyaux de ladite solution. Les conditions sont optimales quand cette même différence est inférieure à l'amplitude de ce couplage dipolaire moyen. De plus il est souhaitable d'utiliser une source de polarisation fortement concentrée et fortement polarisée car le champ dipolaire créé est plus intense donc les conditions précédentes sont moins drastiques.
Le facteur d'accroissement de la polarisation des noyaux de ladite solution liquide par rapport à la valeur thermodynamique est d'autant plus important que le taux de polarisation nucléaire des noyaux de la source est important et que les noyaux de la source sont beaucoup plus nombreux que ceux de ladite solution.
Les noyaux présents dans la solution liquide peuvent être n'importe quel noyau ayant un spin nucléaire non nul, en particulier l'isotope 1 des noyaux d'hydrogène (proton) ou l'isotope 13 des noyaux de carbone. Il est cependant favorable d'effectuer le transfert de polarisation vers des noyaux de la solution présentant un fort rapport gyromagnétique puisque le couplage dipolaire entre les noyaux de la source et les noyaux de la solution est linéairement proportionnel au rapport gyromagnétique des noyaux de la solution. Il est de toute façon toujours possible après ce premier transfert d'effectuer un deuxième transfert entre ces noyaux de ladite solution et d'autres noyaux couplés scalairement à cela, par exemple effectuer un transfert 1H vers les 13C. Notons cependant que le facteur d'accroissement en polarisation obtenu par le procédé décrit dans la présente invention est d'autant plus fort que la polarisation initiale desdits noyaux est faible, c'est à dire que leur rapport gyromagnétique est faible.
Tout procédé efficace apte à créer un système de spin nucléaire fortement polarisé et/ou fortement concentré peut être utilisé pour préparer la source de polarisation. Cela peut en particulier être obtenu par addition de para hydrogène sur une double liaison carbone-carbone, ou polarisation préalable d'un échantillon par la méthode de polarisation nucléaire dynamique à basse température en phase solide suivi de la dissolution de l'échantillon dans un liquide. La source de polarisation peut aussi être constituée par un gaz rare polarisé par pompage optique et choisi parmi l'ensemble des gaz suivants : xénon, hélium, néon, krypton, et de leurs mélanges. Le xénon 129 et l'hélium 3 étant les deux seuls gaz rares de spin Vi il est souhaitable de les utiliser puisque les taux de polarisation accessibles par pompage optique dépassent les 10%. De plus la forte solubilité du xénon dans certains solvants organiques ou la capacité à le liquéfier est favorable à l'obtention d'une très forte concentration en xénon, propre à créer un fort champ dipolaire. Par ailleurs le fort rapport gyromagnétique de l'hélium 3 (2,75 fois celui du xénon) et les taux de polarisation très important obtenus (jusqu'à 80%) sont extrêmement favorable à l'utilisation de cet atome en phase gaz. En effet, à la fois le taux de croissance de la polarisation desdits noyaux de la solution et le couplage dipolaire entre ces noyaux et les noyaux de la source sont proportionnels au rapport gyromagnétique du noyau de la source de polarisation. Aussi, il est d'autant plus favorable d'utiliser une source de polarisation utilisant un type de noyau à très grand rapport gyromagnétique. Les noyaux de la source de polarisation peuvent être dissous dans ladite solution liquide ou au contraire, séparés physiquement de cette même solution liquide. Dans ce dernier cas la distance séparant la source de polarisation de la solution liquide doit être minimale afin que le champ dipolaire créé par la source de polarisation soit maximum. Il est préférable que cette distance minimale soit inférieure à dix millimètres. L'état
physique de la source de polarisation dans ce compartiment distinct de la dite solution liquide peut être quelconque, les noyaux de la source peuvent être dissous dans un liquide, ou sous la forme d'un gaz ou même condensé en une solution liquide. Il est cependant favorable pour disposer d'une forte concentration et d'un renouvellement efficace de la source de polarisation après application du procédé de transfert de polarisation décrit ici, d'avoir recours à une phase gazeuse comprimée.
Les deux compartiments respectivement destinés à contenir la solution liquide et la source de polarisation peuvent être séparés d'une distance égale ou supérieure à 1 nanomètre et, de préférence, comprise entre 3 nanomètres et 10 millimètres.
L'invention vise aussi un système pour réaliser une analyse RMN d'une solution liquide comportant des noyaux à spins nucléaires non nuls, le système comportant un aimant entourant : - une source de polarisation,
- des moyens de transfert de polarisation adaptés pour irradier les spins de noyaux de ladite source de polarisation et lesdits spins des noyaux de ladite solution liquide, de sorte à réaliser un transfert de polarisation de type Hartmann-Hahn des spins des noyaux de ladite source aux spins des noyaux de ladite solution liquide au moyen d'un couplage cohérent résultant du champ dipolaire créé par les noyaux de la source, pour obtenir un signal RMN de ladite solution liquide accru par rapport à sa valeur à l'équilibre thermodynamique. Les moyens de polarisation comportent :
- un premier moyen d'irradiation adapté pour soumettre les spins des noyaux de ladite solution liquide à une première irradiation de champs radiofréquences de type continue ou composite, et
- un second moyen d'irradiation adapté pour soumettre les spins des noyaux de ladite source de polarisation à une seconde irradiation de champs de radiofréquences de type continue ou composite.
Selon un mode de réalisation, le système comporte, à l'intérieur dudit aimant, un tube contenant ladite source de polarisation dissoute dans ladite solution liquide.
Selon un autre mode de réalisation, le système comporte, à l'intérieur dudit aimant, un récipient comprenant deux compartiments adjacents et indépendants l'un de l'autre, qui sont respectivement destinés à contenir ladite source de polarisation et ladite solution liquide.
Selon encore un autre mode de réalisation, le système comporte, à l'intérieur dudit aimant, un récipient comprenant deux compartiments interne et externe, ledit compartiment externe étant destiné à contenir ladite source de polarisation et entourant ledit compartiment interne qui est destiné à contenir ladite solution liquide.
Brève description des dessins
D'autres caractéristiques et avantages de la présente invention ressortiront mieux à la lecture de la description de modes particuliers de réalisation, faite en référence aux dessins annexés et sur lesquels :
- la figure 1 illustre très schématiquement un système de polarisation pour accroître la polarisation des noyaux d'une solution liquide par rapport à sa valeur thermodynamique, selon l'invention ;
- les figures 2A et 2B montrent très schématiquement deux exemples de systèmes de polarisation de la figure 1 avec une source de polarisation séparée physiquement de la solution liquide ;
- la figure 3 illustre très schématiquement un mode de réalisation du système de la figure 1 ;
- la figure 4 montre une séquence d'impulsions affectant les spins des noyaux de la source de polarisation et de la solution liquide utilisée
montrant l'existence du couplage entre ces deux types de noyaux, selon l'invention ;
- la figure 5 illustre la variation de la fréquence de résonance des protons de la solution en fonction du nombre d'impulsions appliquées sur les noyaux de xénon, afin de déterminer l'amplitude du couplage dipolaire, selon l'invention ;
- la figure 6 illustre la variation en fonction du nombre d'impulsions appliquées sur des noyaux de xénon, des fréquences de résonance de protons contenus dans deux compartiments distincts dont l'un seulement contient du xénon polarisé, selon l'invention ;
- la figure 7 illustre une séquence d'impulsions utilisée pour observer le transfert de polarisation du xénon vers des protons de la dite solution, selon l'invention ; et
- la figure 8 montre des spectres obtenus après transfert de polarisation du xénon vers les protons en utilisant une polarisation négative et positive du xénon, selon l'invention.
Description détaillée de modes de réalisation
Conformément à l'invention, la figure 1 illustre très schématiquement un système de polarisation pour accroître la polarisation nucléaire des noyaux d'une solution liquide 1 par rapport à sa valeur thermodynamique. Il en résulte un accroissement du signal RMN. Ce système comprend une source de polarisation 3, un échantillon de la solution liquide 1 à étudier et un moyen pour transférer la polarisation 5. On notera que la solution liquide 1 doit disposer de noyaux 7 ayant un spin nucléaire non nul, par exemple des noyaux de l'isotope hydrogène 1H7 de carbone 13C ou autres.
Toute source de polarisation qui comporte des noyaux 9 ayant des spins identiques fortement polarisés (P supérieure à 0,01) et fortement concentrés (concentration c supérieure à 0,01 mol. L"1) est envisageable.
Ainsi, cette source de polarisation 3 peut être constitué d'un gaz rare polarisé par pompage optique choisi parmi l'ensemble des gaz suivants : xénon (Xe), hélium (He), néon (Ne), krypton (Kr), ou de leurs mélanges. Avantageusement, la source de polarisation 3 comporte du xénon (Xe 129) ou de l'hélium (He 3) polarisé par laser ou hyperpolarisé qui sont les deux seuls gaz rares de spin 1Zz, donc pour lesquels des polarisations supérieures à 1% peuvent aisément être obtenues. On notera que, la source de polarisation 3 peut aussi être issue d'une addition de parahydrogène sur une double liaison carbone-carbone, ou par polarisation préalable d'un échantillon via le processus de polarisation dynamique nucléaire à basse température.
Pour des raisons de simplicité dans la description, nous considérerons dans la suite une source de polarisation 3 comportant du xénon « 129 » polarisé par laser 9 (par la suite dénommé xénon) et une solution liquide 1 comportant des noyaux d'isotope « 1 » de l'hydrogène 7 (c'est-à-dire des protons 1H). Dans la suite, afin de décrire mathématiquement les processus physiques impliqués, nous considérons un système composé de N noyaux de xénon I* et d'un proton S.
Ainsi, pour un proton 7 quelconque de la solution 1, il existe une interaction dipolaire 11 entre chaque xénon Ϋ 9 et ce proton 7. L'Hamiltonien qui décrit cette interaction est :
internucléaire I*S par rapport à l'axe du champ magnétique B0.
Cependant, du fait du mouvement Brownien en phase liquide, l'orientation du vecteur internucléaire varie. Cela a pour conséquence de moyenner à zéro cette interaction dipolaire. Aussi cette interaction ne contribue qu'à
travers la relaxation (effet sur la largeur de la raie de résonance). Cependant pour que le mouvement Brownien soit efficace pour moyenner cette interaction, il faut que le vecteur internucléaire entre le xénon 9 et le proton 7 soit capable de prendre toutes les directions de l'espace. La diffusion relative du xénon 9 et de la molécule portant le proton 7 (1H) pendant le temps d'acquisition définit donc une sphère autour du proton 7 à l'intérieur de laquelle la moyenne de l'interaction dipolaire intermoléculaire est nulle. Il subsiste donc une contribution des atomes de xénon 9 distants. La contribution dipolaire d'un xénon distant dépend de la distance r entre le xénon 9 et le proton selon une décroissance en \ \ 3 r
La contribution ressentie par le proton S est en fait la somme de toutes les contributions individuelles de chaque xénon:
En pratique comme la concentration en xénon est importante on peut prendre un modèle continu et remplacer la somme discrète par l'intégration sur l'ensemble du volume de l'échantillon ; ceci compense la décroissance en U/,) de la contribution dipolaire. Deux types de
phénomènes peuvent alors subvenir. Dans le premier, on s'intéresse uniquement au proton et donc on peut mettre en facteur dans l'équation (5), les contributions de chaque xénon et finalement prendre la valeur moyenne des IA. Tout revient, vu du proton S, à l'existence d'une contribution supplémentaire de champ magnétique parallèle à B0. Ce champ magnétique supplémentaire B est créé par l'ensemble des atomes de xénon et est ressenti par le proton. L'autre type de phénomène apparaît quand on excite simultanément les protons et les xénons. Dans ce cas, la même équation (5) montre qu'il existe un couplage entre les deux systèmes de spins. L'existence de ce couplage dipolaire moyen (Equation 5) implique l'existence d'un couplage entre le système des spins
nucléaires du proton 7 et le système des spins du xénon 9. Ce couplage est maintenant cohérent puisqu'il influence directement par exemple la fréquence de résonance des protons 7 à travers le champ B et pas principalement leur largeur de raie. En fait, cette contribution dipolaire sera donc d'autant plus importante que la quantité de xénon 9 sera importante et que la polarisation de ce xénon 9 sera importante. Ce phénomène est décrit comme le champ dipolaire créé par l'ensemble de la source de polarisation 3 sur les protons 9. Ce champ dipolaire dépend de la géométrie du contenant de la source de polarisation 3. La valeur de ce champ magnétique créé par cette aimantation du xénon 9 via l'interaction dipolaire est :
B = - ^£MXe (6)
où, Mχe est l'aimantation du xénon 9 par unité de volume. Elle s'exprime par :
MXe = 1000c5VP-^ (7)
avec c la concentration du xénon 9 en mol. L"1, w le nombre d'Avogadro et ~Y2 ≤ ξ ≤ \ un facteur qui dépend de la géométrie de l'échantillon, et qui a par exemple été totalement tabulé pour des échantillons de forme ellipsoïdale.
Dans les conditions de polarisation et concentration décrites dans l'invention, l'aimantation associée à ce xénon 9 est très importante, plusieurs fois celle des protons 7 de l'eau placés dans un champ magnétique de 14T à température ambiante. Le champ B (Equation 6) peut en effet être de l'ordre de quelques 10"7T.
Cependant comme l'Hamiltonien associé à ce couplage dipolaire (Equation 5) entre les systèmes de spin de la source de polarisation 3 (xénons) et de la solution liquide 1 (protons) commute avec l'Hamiltonien
Zeeman, il faut recourir à une séquence d'impulsions pour que, du fait de ce couplage, l'aimantation des protons 7 et celle du xénon 9 soient très intimement liées et qu'un transfert de polarisation puisse avoir lieu. Ceci est réalisé dans l'invention au moyen d'un transfert de cohérence de type Hartmann-Hahn [voir document I].
Ainsi, conformément à l'invention, un transfert de polarisation de type Hartmann-Hahn est réalisé entre la source de polarisation 3 (xénon) et les noyaux 7 (protons) de la solution liquide 1 via le couplage cohérent résultant du champ dipolaire longue distance créé par la source de polarisation 3 et ressenti par les protons.
En effet, le moyen de transfert de polarisation 5 comporte un premier moyen d'irradiation (par exemple obtenu grâce à une première bobine) et un second moyen d'irradiation (par exemple obtenu grâce à une seconde bobine). Le premier moyen d'irradiation engendre une première irradiation 13 continue ou composite de champ radiofréquence dont l'amplitude est ωf /χs et dont la fréquence ω* /2π , plus communément désigné par ωξ, est proche de la fréquence de résonance ωs des spins des noyaux 7 dans le champ magnétique BQ et le second moyen d'irradiation engendre une seconde irradiation 15 continue ou composite de champ radiofréquence dont l'amplitude est
Iγ, et dont la fréquence
llπ , plus communément désigné par
est proche de celle de la résonance ωλ des spins des noyaux 9 de la source de polarisation 3 dans le champ magnétique B0. Il est préférable que les différences
CO* - CO< et COn - CO, restent respectivement inférieures à 10 rad.s et préférable qu'elles soient inférieures à lOωf et 10ω,J , respectivement. Ainsi, le transfert de polarisation est réalisé en appliquant la première irradiation 13 continue ou composite de champs radiofréquence sur les spins des noyaux 7 de la solution liquide 1 et la seconde irradiation 15 continue ou
composite de champs radiofréquence sur les spins des noyaux 9 de la source de polarisation 3.
Afin de s'assurer que l'interaction dipolaire ne commute pas avec
PHamiltonien Zeeman, il est avantageux que les première et seconde irradiations 13 et 15 présentent entre elles une différence d'amplitude ω; -ω\ inférieure à dix fois l'amplitude du couplage dipolaire δ entre les spins des noyaux de la source de polarisation 3 et ceux de la solution liquide 1:
d = - γHB = ^-1 OOOξcW V7xJiYn (8)
A titre d'exemple, les première et seconde irradiations 13 et 15 peuvent présenter entre elles une différence d'amplitude inférieure à une fois l'amplitude du champ dipolaire créé par la source de polarisation 3 et ressenti par les spins des noyaux 7 de la solution liquide 1.
En effet, des irradiations 13, 15 continues ou des séries d'impulsions composites affectant des protons 7 de la solution liquide 1 et des xénons 9 de la source de polarisation 3 font en sorte que les champs effectifs dans le double référentiel tournant ressentis par le xénon 9 et le proton 7 (référentiel tournant à
pour le proton 7 et tournant à ωl pour le xénon 9) coïncident au mieux ; l'échelle étant le couplage dipolaire δ entre le xénon 9 et le proton 7.
Ainsi, selon ces conditions l'interaction dipolaire ne commute plus avec ces Hamiltoniens Zeeman :
U (9)
dans le double référentiel tournant avec les axes OZ alignés avec les champs effectifs. Le système évolue alors sous l'effet du couplage dipolaire δ.
Par ailleurs, étant donné que la source de polarisation 3 comporte un très grand nombre d'atomes de xénon 9, un processus statistique
apparaît qui fait en sorte que les températures de spin du xénon 9 et des protons 7 re-couplés dans le référentiel tournant vont converger vers la même valeur. Il s'ensuit un refroidissement du système de spins des protons 7 et donc un accroissement de la polarisation de ces derniers donc de leur aimantation associée donc un gain en signal.
En fait, les conditions définies ici, correspondent à une extension des conditions de Hartmann-Hahn [voir document I]. Ces dernières sont en effet : ωl
= ω} et
= ωf . Elles correspondent aux cas d'une irradiation continue. Ainsi, l'invention consiste à réaliser le transfert de polarisation du xénon vers les protons en utilisant le couplage dipolaire qui existe entre eux. Pour cela, il faut donc faire en sorte d'obtenir un Hamiltonien effectif dans le double référentiel tournant qui soit le couplage dipolaire. Comme en fait on s'intéresse à la partie de type IZSZ de cette interaction (Equation 5), les conditions de recouplage dipolaire sont en fait similaires à celles requises pour effectuer un transfert d'aimantation de type Hartmann-Hahn hétéronucléaire, où ce sont les interactions à travers les liaisons chimiques qui assurent ie couplage entre les deux bains. Ce dernier cas a fait l'objet de nombreuses études [voir document 3]. Les différences majeures entre ces deux types de transfert sont l'amplitude du couplage qui est ici beaucoup plus faible que le couplage scalaire rencontré dans une paire NH ou CH (supérieur à 90Hz) , et son caractère hautement non local, puisque tous les xénons doivent être considérés. Par la similitude de la forme de l'Hamiltonien de couplage, toutes les séquences de transfert Hartmann- Hahn utilisant des irradiations composites sont susceptibles d'être utilisées.
Des séquences de type WALTZ-16, MLEV-16, WALTZ-8, DIPSI-2. DIPSI-2-+-, MLEV-17, SHR-I, MGS-I, MGS-2 voire à base d'impulsions adiabatiques peuvent ainsi être utilisées avec efficacité [voir document 3]. Cependant, on notera que toutes les séquences composites ou multi-
impulsionnelles pour lesquelles il n'y a pas de champ effectif sont moins efficaces que celles avec champ effectif. Cela résulte du fait que dans le premier cas la contribution de l'énergie dipolaire ne sera pas négligeable, que l'effet des imperfections dans les impulsions pour créer PHamiltonien effectif sera très vite non négligeable devant δ et que finalement pour un couplage hétéronucléaire, un transfert isotrope est 50% plus lent qu'un transfert avec champ effectif [voir document 3]. L'intérêt majeur de recourir à ces séquences d'impulsions multiples concerne leur tolérance aux effets dus à l'écart entre la fréquence de l'irradiation 13,
(respectivement 15, aξ) et la fréquence de résonance du spin I1 ω1 (respectivement 9, ωs). Ceci offre la capacité de polariser simultanément tous les protons d'une molécule.
Ainsi, le principe selon l'invention consiste à utiliser une source 3 fortement polarisée et fortement concentrée afin de disposer d'un couplage dipolaire important entre les spins des noyaux 7 et 9. Ce dernier permet, grâce à des irradiations dans les conditions de Hartmann-Hahn, d'abaisser la température de spin des noyaux 7 irradiés. Dans ces conditions il est évident que cette méthode peut être appliquée à n'importe quel type de spins nucléaires. La différence majeure suivant l'isotope utilisé, sera l'efficacité du transfert et donc l'accroissement du signal obtenu. En effet, le couplage dipolaire δ (Equation 8) est proportionnel au rapport gyromagnétique du noyau 7 vers lequel le transfert se fera (par exemple le proton). En conséquence, ce couplage est par exemple quatre fois plus faible si le transfert est effectué vers le 13C plutôt que vers le 1H. De même, le recours à des systèmes paramagnétiques ou à des noyaux quadrupolaires est possible.
Toujours selon l'expression de δ, il apparaît clairement qu'à concentration c et à polarisation P en système nucléaire polarisé identiques, le rapport gyromagnétique de cet isotope polarisé devient
primordial afin de faire croître δ et donc de faciliter l'obtention des conditions de Hartmann-Hahn, d'accroître la vitesse de transfert, et finalement d'augmenter le gain en signal. C'est ainsi que l'hélium 3He recèle un intérêt tout particulier, puisque son rapport gyromagnétique est 2,75 fois supérieur à celui du xénon « 129 ».
Notons finalement que dans ce procédé rien n'impose que la source de polarisation 3 (par exemple le xénon) et la solution liquide 1 (comportant par exemple le proton) soient intimement mélangés, puisque ce qui induit le transfert est le couplage entre les deux systèmes de spins provoqué par la forte aimantation de la source qui crée le champ dipolaire moyen, qui lui-même est ressenti par les spins de la solution liquide 1. On peut donc envisager une compartimentation de la source de polarisation 3 et de la solution liquide 1 à étudier.
En effet, le principe de transfert est d'utiliser le champ dipolaire créé par la source 3 de spins nucléaires polarisés pour créer un couplage entre le système de spin de la source 3 et celui d'une autre espèce 7 (contenu dans la solution liquide) et ainsi réussir à transférer la polarisation. En pratique, ce champ dipolaire n'existe pas uniquement à l'intérieur du volume contenant la source de polarisation 3 mais s'étend à l'extérieur du simple fait des lois de la magnétostatique. Par conséquent le système de spins nucléaires polarisés 7 (xénon 129, hélium 3 ou autres) peut être dans un compartiment différent de l'échantillon contenant la solution liquide 1 à étudier.
En effet, les figures 2A et 2B montrent très schématiquement que la source de polarisation 3 peut être séparée physiquement de la solution liquide 1. Avantageusement, la distance séparant la source de polarisation 3 de la solution liquide 1 peut correspondre à quelques nanomètres et de préférence inférieure à dix millimètres. Cependant du fait de cette séparation, le champ dipolaire δ va décroître, le facteur ξ (Equation 8) tendant vers zéro pour les deux échantillons en fonction de l'inverse de la
distance les séparant à la puissance trois. Alors, il est avantageux dans l'état actuel de la technique, d'optimiser la géométrie et de ne pas dépasser une distance de séparation de dix millimètres.
Ainsi, le système de polarisation selon l'invention peut comprendre un récipient 20 comprenant un premier compartiment 23 contenant la source 3 de polarisation et un second compartiment 25 contenant la solution liquide 1. A titre d'exemple, les premier et second compartiments 23, 25 peuvent être deux capillaires disjoints, géométrie qui a permis, par exemple, l'observation de cohérences multiples intermoléculaires obtenues par l'effet du champ dipolaire par W.S. Warren et collaborateurs [voir document 4].
Par exemple, la figure 2B montre que le premier compartiment 23 peut être disposé autour du second compartiment 25. A titre d'exemple, un échantillon de la solution liquide 1 peut être mis dans un petit tube central et la source de polarisation 3 placée dans un second tube entourant le premier tube.
Dans la suite, afin d'exposer le gain en signal d'un proton dans une solution liquide, on considère un modèle composé de N atomes de xénon I* et d'un proton S. Ainsi, à l'équilibre thermique, la matrice densité est donnée par :
th Tr(exp - /?LH) 2N+1 2N+1 1, Y L J ^ s J
Tr(A) correspond à la trace de l'opérateur A, βL =ft/kT est la température inverse du réseau, et où on a admis une polarisation faible à cette température T. H correspond à l'Hamiltonien Zeeman dans le champ B0 considéré : n = ω}∑lk z +ωsS2 (11) k
Dans ces conditions, le signal du xénon après une impulsion de 90° suivant un axe Oy (qui transforme σ,h en σth) est proportionnel à :
Quand le xénon est polarisé par pompage optique, la matrice densité des spins du xénon est : exp - /?poiHχe σpol = - 2TrCeXp - ^0, H Xe)
ClS)
On en déduit donc le signal du xénon polarisé :
Avec σ'pol la matrice densité après l'impulsion de 90° suivant Oy. En notant KXe le facteur de gain en signal mesuré, la température inverse de spin du xénon polarisé peut être déduite :
On notera que pendant le transfert Hartmann-Hahn et pour un temps court (typiquement au plus un facteur 0,3) devant les temps de relaxation le long d'un champ de verrouillage de spin « spin-lock » (Tip), l'énergie du système de spins est constante. Cependant, à cause du couplage dipolaire, les systèmes ou bains de spin du xénon et du proton vont tendre vers la même température dans le double référentiel tournant. En admettant que les irradiations soient appliquées à la résonance
Û>Ô - Û>I û>o - û>s = 0, dans ce référentiel, PHamiltonien Zeeman
H = 1 1Y1 l* +û>fs est supposé grand devant l'interaction dipolaire, de telle sorte que la contribution de l'énergie dipolaire soit négligeable. Ainsi, l'énergie est donnée par la formule suivante:
(H) ≈ + fflfSz)l = Trf σ/(û>i I∑lJ + UJfS2)I (16)
avec σι et σf les matrices densité au début et à la fin de l'irradiation. En utilisant l'équation (13) et en notant /?poi la température inverse des spins du xénon défini par rapport à l'amplitude du champ radiofréquence (
), on déduit l'énergie à l'instant initial :
5 (H) = Tr , K1∑i| + ωfSz) -|tanh^--. (I7)
La valeur de /?pOι est calculée ci-dessous en considérant la conservation de l'énergie :
A la fin du spin-lock, le calcul de l'énergie indique d'après le modèle 10 de la température de spin que :
(H) (19)
où on a utilisé la condition de Hartmann-Hahn ω] = ωf et où β'f est la température inverse de spins dans les champs tournants en état de régime. On en déduit pour la température inverse de spin :
Par conséquent dans le référentiel du laboratoire, quand les irradiations de radiofréquence sont stoppées et donc que les évolutions des aimantations du xénon et du proton sont décorrélées : tanh (21)
20 On en déduit donc le gain KH en signal proton attendu :
Cependant il est important de remarquer que le calcul précédent est un calcul thermodynamique qui définit le taux d'accroissement du signal d'un proton pour un temps long devant le temps de transfert mais court (facteur au plus 0,3) vis-à-vis des temps de relaxation Tχp dans le référentiel tournant. En fait, pour un modèle sans interaction, le temps de
relaxation du xénon dans le référentiel tournant doit être de l'ordre du temps de relaxation longitudinale Ti du xénon et donc de l'ordre de plusieurs minutes. Par contre entre le Tlp des protons et l'inverse du couplage dipolaire 1/δ, il est impossible de trancher quant à leurs valeurs relatives. Le gain maximum en signal proton ne sera donc atteint que si la vitesse de transfert de polarisation caractérisée par le couplage dipolaire δ est grande vis-à-vis de la relaxation le long du champ effectif 1/TV Finalement le taux d'accroissement de signal KH/ observé dépend de nombreux facteurs ou contraintes, tels que la qualité du réglage des conditions de Hartmann-Hahn, l'inhomogénéité des champs radio- fréquence, la précision dans les fréquences d'irradiation, et le type d'irradiations continues ou composites utilisé pour laisser agir le couplage dipolaire.
Du point de vue de l'implémentation de cette approche, par son caractère de préparation de la polarisation du proton, elle est générale et peut donc remplacer, avantageusement dès que KH est supérieur à 1, le délai de retour à l'équilibre thermodynamique qui précède n'importe quelle séquence d'impulsions. En pratique, elle peut être combinée à toutes les approches apte à augmenter la polarisation donc le signal d'un système de spins dilués. On peut ainsi combiner un retour à l'équilibre thermodynamique suivi d'un transfert de polarisation par le procédé décrit ici, afin de bénéficier aussi de la polarisation thermique. On peut même après ce transfert de polarisation compléter par un deuxième transfert utilisant le couplage scalaire entre noyaux d'une même molécule pour polariser ces derniers. L'intérêt d'une telle approche si l'on considère par exemple un système 15N-H réside dans la meilleure efficacité du transfert dans le cas du xénon vers le proton (γN/γH = 0.1) résultant d'un δ plus grand, et la bonne efficacité des transferts de type INEPT du proton vers l'azote 15. Notons finalement que l'emploi de séquences composites pour le transfert Hartmann-Hahn ouvre la possibilité d'améliorer la polarisation
de tous les protons simultanément. D'un point de vue implémentation industrielle, comme le transfert de polarisation d'une part et la relaxation d'autre part vont induire une diminution de la polarisation du xénon, il est à prévoir de renouveler entre chaque transfert une partie de la source de polarisation afin d'atteindre un état de régime, ouvrant ainsi la porte à l'utilisation de ce procédé combiné à n'importe quelles séquences de RMN liquide à une, deux, trois, ou plus de dimensions.
Dans l'état actuel de la technique, un tel transfert n'est envisageable que si le couplage dipolaire δ entre les noyaux de la source de polarisation et ceux de la solution est supérieur à 0,1Hz. Il est cependant préférable qu'il soit supérieur à IHz.
On se réfère maintenant aux figures 3 à 8 qui illustrent un exemple selon l'invention pour accroître un signal RMN d'une solution liquide par rapport à celui obtenu en partant de l'équilibre thermodynamique en utilisant du xénon fortement polarisé.
Les choix expérimentaux qui ont été faits pour permettre l'obtention des résultats présentés ici, sont basés sur les contraintes techniques de l'appareillage utilisé, prévu pour polariser une faible quantité de xénon 129. En effet, conformément à l'invention, il est préférable que les deux champs radiofréquences 13, 15 appliqués sur les canaux proton 7 et xénon 9 soient identiques à mieux que d pour que le transfert puisse avoir lieu efficacement. En conséquence, la capacité à mettre en œuvre ce procédé de transfert de polarisation dépend de l'importance du couplage dipolaire d . Ces contraintes sont particulièrement sévères puisque, étant donné le matériel utilisé, les irradiations 13 et 15 sont créées par deux bobines distinctes donc dans des conditions où les effets de l'inhomogénéité de champs radiofréquences étaient maximales. De plus, un transfert de type Hartmann-Hahn n'avait jamais été décrit en utilisant un couplage scalaire entre deux espèces de spins aussi faible [voir document 3]. A titre de
comparaison, les couplages scalaires à travers les liaisons assurant en phase liquide ce type de transfert entre spins d'isotopes différents sont généralement supérieurs à 90Hz. Il est donc essentiel de maximiser le couplage dipolaire δ, c'est-à-dire la polarisation des noyaux de la source et leur concentration. En effet, le choix de la source de polarisation est fixé par l'appareillage et on ne peut, par le choix d'un autre noyau, modifier le rapport gyromagnétique γ\. Les choix qu'on a faits ont donc consisté à maximiser le produit cP en augmentant la quantité de xénon dans la cellule de pompage optique (mais pas trop car cela nuit à P), en utilisant du xénon enrichi en isotope 129, en minimisant le volume de l'échantillon et en utilisant un solvant pour lequel la solubilité du xénon est très grande.
En effet, pour accéder aux conditions requises pour permettre le transfert de polarisation par transfert Hartmann-Hahn, on utilise de préférence du xénon enrichi en isotope 129 (>96%) et des conditions assurant une forte production de gaz polarisé. A titre d'exemple, on peut utiliser des pressions partielles supérieures à 40 torrs de xénon lors du pompage optique afin de maximiser la quantité de xénon polarisé et donc l'aimantation du xénon. La figure 3 illustre très schématiquement qu'après pompage optique 31, le xénon 9 est condensé dans un tube 33 plongeant dans un solénoïde 35 refroidi à l'azote liquide. Le xénon 9 contenu dans ce tube 33 est alors réchauffé dans le champ de fuite de l'aimant supraconducteur 36 du spectromètre RMN. Il est ensuite condensé dans un tube 37 contenant la solution liquide 1 à étudier, ce tube 37 ayant été préalablement dégazé. Pour maximiser l'aimantation par unité de volume qui définit en fait l'amplitude du couplage dipolaire entre les deux systèmes de spins, il est préférable d'utiliser un tube 37 RMN à parois épaisses raccourci, par exemple un tube 37 ayant un diamètre externe de 5mm, une épaisseur de parois de 1,4mm, et une longueur totale de 150mm.
Au départ, le tube 37 contient une solution de 3,3-diéthoxy-l- propyne dissoute dans du cyclohexane deutéré (99%) préparé à température ambiante. Typiquement la pression à l'intérieur de ce tube 37 juste après l'ajout de la source de polarisation 3 (c'est-à-dire le xénon 9 gazeux) est de l'ordre de huit atmosphères. Le tube 37 est ensuite fortement agité afin de dissoudre le xénon 9, puis remis à l'intérieur de l'aimant 36 du spectromètre RMN.
A titre d'exemple, le spectromètre RMN peut être du type Bruker DRX500 équipé d'une sonde inverse large bande de Bruker. Dans ce cas, le canal 1H et le canal de l'isotope 129 du xénon, ci-après dénommé xénon, utilisent deux bobines différentes 41 et 43 respectivement. Il n'y a donc aucune corrélation dans les inhomogénéités de champs radiofréquences créés par ces deux bobines 41 et 43. La première bobine engendre la première irradiation 13 sur les noyaux de proton 7 et la seconde bobine engendre la seconde irradiation 15 sur les noyaux de xénon 9.
On notera que la présence de la forte aimantation par unité de volume du xénon 9 polarisé par laser induit un décalage en fréquence (Equation 8) du proton 7 dans ce tube 37 (considéré comme un cylindre infini) donné par l'équation suivante :
d = -^\ 000c!NPγXehr}i = + 41,83c? }iz (23)
6
On attend donc selon cet exemple un décalage de 6,3Hz pour une concentration en xénon de lmol.L"1 et une polarisation de 15%.
En conséquence, la figure 4 montre une séquence 50 d'impulsions utilisant le canal 51 du proton H et le canal 53 du xénon. Cette séquence 50 est utilisée pour mesurer le couplage dipolaire entre le xénon 9 et les protons 7. Ainsi, une série de n spectres proton 57 est acquise. Chaque spectre 57 est acquis après excitation de l'aimantation des protons par une impulsion 56 sur le canal 51 proton. Après l'acquisition de chaque
spectre une impulsion 55 d'angle θ est appliquée sur le canal 53 xénon afin de diminuer l'aimantation du xénon d'un facteur cos θ.
Après avoir ajouté le xénon 9, mis le tube 37 RMN dans l'aimant 36 du spectromètre RMN, optimisé l'homogénéité spatiale de l'aimant par la résonance du deutérium, tout blocage de champ a été supprimé pour que la modification de l'aimantation du xénon 9 ne soit pas compensée.
Ensuite, une série de spectres à une dimension sur le canal proton selon la séquence d'impulsions 50 est enregistrée en effectuant entre chaque acquisition une impulsion 55 d'un angle θ (< 90°) sur le canal 53 xénon. On notera qu'une variation de la fréquence de résonance de chacun des pics protons (variation identique pour tous) est obtenue le long de la série de spectres. Parallèlement une variation de l'intensité du signal proton 57 est observée. Elle résulte de l'action conjointe d'un temps de récupération entre chaque acquisition proton trop court et de l'effet SPINOE variable suite à la diminution de l'aimantation du xénon. Grâce à cet effet on peut connaître de manière absolue le signe de la polarisation du xénon.
En effet, la figure 5 illustre la variation de fréquence de résonance des protons en fonction du nombre d'impulsions appliquées sur le xénon. Le couplage dipolaire déterminé est respectivement égal à -3,05 ± 0,05
Hz pour une polarisation négative 61 du xénon et à 4,32 ± 0,10 Hz pour une polarisation positive 63.
De la courbe ajustée en (δ cos""1 θ + B) avec δ le décalage de fréquence initial dû au couplage dipolaire, θ l'angle d'impulsion xénon, n le numéro du spectre proton et B la valeur limite de la fréquence de résonance du proton, on peut déduire une estimation du produit cP (voir équation 23).
En comparant le signal du xénon polarisé par laser à celui du xénon à l'équilibre thermodynamique, on peut déduire que selon cet exemple la polarisation du xénon dissous est de 9,6%.
A titre d'exemple et afin d'illustrer l'existence d'un champ dipolaire créé par une source de polarisation présente dans un compartiment et ressenti par des protons d'un autre compartiment, un capillaire cylindrique scellé de 1,1mm de diamètre externe contenant principalement du benzène deutéré a été introduit dans le tube précédent. Il s'agit de la configuration de la Figure 2B, avec le capillaire correspondant au compartiment 25. Le compartiment externe 23 contenait une solution, dont le solvant était du cyclohexane perdeutéré et 0.7% de chloroforme (pureté 99%, grade analyse de la société Merck). Les impuretés présentes à l'état de trace permettent de disposer de différentes raies fines avec des temps de relaxation 1H plus court. La même procédure expérimentale que précédemment a été utilisée (ajout de xénon polarisé négativement à hauteur de 6,4%, agitation, réglage de l'homogénéité, arrêt du blocage de champ B0, et lancement de la séquence 50). La carte 70 de la figure 6 correspond à une sous partie du spectre à deux dimensions obtenus. La dimension horizontale correspond à Ia dimension de la fréquence de résonance du proton, la dimension verticale correspond à la succession des spectres. Cette carte est représentée sous la forme d'une série de courbes de niveaux. On note clairement sur les pics 71, 73 et 74 un comportement distinct le long de la dimension verticale, quand on les compare à une fréquence constante illustrée par les deux lignes pointillées 75 et 76. La trace du pic de gauche 71 voit sa fréquence augmentée au cours de l'expérience, tandis que la trace du doublet de droite 73 et 74 voit sa fréquence décroître. De même l'intensité du pic 71 croît le long de l'expérience puisque la diminution de l'aimantation du xénon polarisé induit un effet SPINOE plus faible donc une augmentation du signal proton du fait de TXe < 0. La détermination de la fréquence maximale de ces pics pour chaque spectre et l'ajustement suivant la procédure précédente conduit à un couplage dipolaire δ de 5,4 ± 0,3 Hz pour les pics (type pic 71) correspondant au compartiment 23
dans lequel est dissous le xénon et de l'ordre de -1,2 ± 0,5 Hz pour les pics (type pics 73 et 74) du compartiment interne 25. Un rapide calcul de magnétostatique montre bien que le champ magnétique créé par le xénon polarisé dans le cylindre interne, (compartiment 23, celui dans lequel il n'y a pas de xénon), se doit d'être de signe opposé au champ magnétique dans le cylindre externe (compartiment 25).
Avec un couplage dipolaire entre les xénons et les protons de l'ordre de 2 à 4Hz et l'utilisation de deux bobines distinctes 41 et 43 pour créer les deux irradiations 13 et 15, un transfert de cohérence Hartmann- Hahn ne peut être efficacement réalisé qu'à condition que la différence d'amplitude de champs radiofréquences ω^ -ωf soit typiquement inférieure à cette valeur.
Comme les champs radiofréquences sont connus pour être inhomogènes, et dans le cas où est employée une sonde classique pour laquelle les deux canaux proton et xénon correspondent à des bobines 41 et 43 différentes, donc sans corrélation des inhomogénéités de champ radiofréquence, il n'est pas propice d'utiliser des champs radiofréquences intenses pour lesquels les inhomogénéités seraient bien supérieures au couplage dipolaire. Dans ce cas, il est préférable d'avoir recours à la séquence la plus simple de transfert Hartmann-Hahn avec une irradiation continue de basse puissance.
En effet, la figure 7 illustre une séquence d'impulsion utilisée pour observer le transfert de polarisation du xénon 9 vers les protons 7 au moyen du couplage dipolaire moyen. Le spin-lock 85 sur le canal 53 xénon est compris entre deux impulsions 87 et 89 de 90° et de phases opposées (x et -x) destinées à mettre l'aimantation du xénon 9 dans le plan transversal initialement et le long du champ statique à la fin du temps de mélange Tm. Le spin-lock 85 est appliqué simultanément sur le canal 51 du proton et le canal 53 du xénon avec exactement la même amplitude de
champ radiofréquence ω^ -ωf = 0. Le signal proton 88 est détecté après le spin-lock 85.
De plus, la simple inversion de 180° de la phase de l'irradiation au milieu du temps d'irradiation est ajoutée pour compenser partiellement les effets d'inhomogénéité de champs radiofréquence. Dans cet exemple, il est préférable d'utiliser des amplitudes de champs radiofréquence faibles afin que l'inhomogénéité soit de l'ordre du couplage dipolaire mesuré. La mesure de l'amplitude du champ radiofréquence xénon (respectivement proton) consiste, de manière connue, à effectuer une nutation de l'aimantation du xénon (respectivement proton) suivie d'un gradient de purge et d'une impulsion de lecture. Pour éviter tout artefact lors de la mesure, l'irradiation de durée croissante est appliquée simultanément sur les deux canaux 51 et 53 des proton et xénon. Ainsi, on peut déterminer les conditions de Hartmann-Hahn,
= ωf , à mieux que IHz près. A titre d'exemple, on peut utiliser un champ radiofréquence dont l'inhomogénéité de champ (largeur à mi-hauteur) est de l'ordre de 1,8Hz, et dont l'amplitude de champ
/2π est de 46,87Hz pour la probabilité maximum.
En employant la séquence de la figure 7, avec une irradiation appliquée pendant, Tm = 800 ms, on obtient les spectres protons 91 et 93 présentés sur la figure 8 avec des polarisations du xénon de signe opposé.
En effet, la figure 8 montre un premier spectre 90 correspondant au signal thermique d'un proton, un deuxième spectre 91 obtenu avec une polarisation négative du xénon par rapport à la polarisation thermodynamique et après utilisation du procédé d'excitation décrit précédemment (voir figure 7) et un troisième spectre 93 obtenu avec une polarisation positive du xénon par rapport à la polarisation thermodynamique et l'utilisation du procédé d'excitation décrit précédemment (voir figure 7).
Les signaux proton obtenus 91 et 93 correspondent respectivement à 0,40 fois et -1,85 fois le signal thermique 90 de ce même proton. Grâce à l'aimantation du xénon mesurée avant l'acquisition de ces spectres, on peut estimer un couplage dipolaire xénon-proton δ valant respectivement 2,9Hz et -2,1Hz.
En variante, il est envisageable de remplacer le spin-lock 85 par une séquence d'impulsions composites, les irradiations pouvant être provoquées au moyen de sondes avec un double ou un triple accord sur une même bobine, c'est-à-dire que les bobines 41 et 43 seraient identiques. Un double accord 1H, 129Xe assurerait une très bonne corrélation des champs radiofréquences puisque la même bobine créerait le champ d'excitation.
On notera que Pimplémentation comprenant deux impulsions de 90° sur le xénon qui encadrent les irradiations aux conditions de Hartmann-Hahn, peut aisément être incluse dans la séquence de recouplage. L'extension immédiate des méthodes de désaimantation adiabatique dans le référentiel tournant pour lesquelles il existe une rotation adiabatique de l'aimantation du xénon, suivie d'une diminution adiabatique de l'amplitude du champ radiofréquence (afin de remplir les conditions de Hartmann-Hahn grâce à une autre irradiation sur le proton), puis un retour de l'aimantation xénon suivant B0 par une nouvelle rotation adiabatique est tout à fait réalisable. Notons enfin qu'on peut aussi bénéficier pour accroître le signal proton de l'aimantation de ce dernier à l'équilibre thermodynamique (Equation 3) via une impulsion sur le canal proton précédant le spin-lock 85. La phase de cette impulsion dépend évidemment du signe de la polarisation du xénon.
Références des documents cités:
1. S.R. Hartmann et E. L. Hahn, Nuclear double résonance in the rotating frame. Phys. Rev., (1962) 128 2042-2053. 2. M.G. Schwendinger, J. Quant, J. Schleucher, SJ. Glaser, et C. Griesinger, Broadband heteronuclear Hartmann-Hahn séquences. J. Magn. Reson. A, (1994) 111 115-120.
3. SJ. Glaser et JJ. Quant, Homonuclear and heteronuclear Hartmann-Hahn transfer in isotropic liquids, in Adv. Magn. Opt. Reson., W.S. Warren, Editor. (1996), Académie Press Inc.: San Diego, p. 59-252. 4. W. Richter, S. Lee, W.S. Warren, et Q. He, Imaging with intermolecular multiple- quantum cohérences in solution nuclear magnetic résonance. Science, (1995) 267 654-657.
5. H.W. Long, H.C. Gaede, J. Shore, L. Reven, CR. Bowers, J. Kritzenberger, T. Pietrass, A. Pines, P. Tang, et J. A. Reimer, High-field cross polarization NMR from laser-polarized xénon to a polymer surface. J. Am. Chem. Soc, (1993) 115 8491-
8492.
6. J. Smith, LJ. Smith, K. Knagge, E. Mac Namara, et D. Raftery, Hyperpolarized xenon- mediated cross-polarization to material surfaces observed at room température and above. J. Am. Chem. Soc, (2001 ) 123 2927-2928.
Claims
1. Procédé pour réaliser une analyse RMN d'une solution liquide (1) comportant des noyaux (7) à spins nucléaires non nuls, caractérisé en ce que l'on irradie les spins des noyaux (9) d'une source de polarisation (3) et lesdits spins des noyaux (7) de ladite solution liquide (1), de sorte à réaliser un transfert de polarisation de type Hartmann-Hahn des spins des noyaux (9) de ladite source (3) aux spins des noyaux (7) de ladite solution liquide (1) au moyen d'un couplage cohérent résultant du champ dipolaire créé par les noyaux de la source, pour obtenir un signal RMN de ladite solution liquide (1) accru par rapport à sa valeur à l'équilibre thermodynamique.
2. Procédé selon la revendication 1, caractérisé en ce que l'obtention dudit champ dipolaire découle d'une concentration supérieure à 0,01 mol. L"1 et/ou d'une polarisation supérieure à 0,01 des noyaux (9) de ladite source de polarisation (3).
3. Procédé selon la revendication 1 ou 2, caractérisé en ce que l'on soumet simultanément les spins des noyaux (7) de ladite solution liquide
(1) et les spins des noyaux (9) de ladite source de polarisation (3) respectivement à une première et à une seconde irradiations de champs de radiofréquences (13 et 15) qui sont indépendamment de type continues ou composites, pour l'obtention dudit transfert de polarisation.
4. Procédé selon la revendication 3, caractérisé en ce que lesdites première et seconde irradiations présentent respectivement des fréquences sensiblement égales, à 200 kHz près, aux fréquences de résonance des spins des noyaux (7) de ladite solution liquide (1) et des spins des noyaux (9) de ladite source de polarisation (3).
5. Procédé selon la revendication 3 ou 4, caractérisé en ce que les valeurs des fréquences de précession des spins des noyaux (7 et 9) résultant respectivement desdites première et seconde irradiations (13, 15) présentent entre elles une différence qui est inférieure à dix fois l'amplitude, exprimée en unité de fréquence, dudit champ dipolaire.
6. Procédé selon la revendication 5, caractérisé en ce que les valeurs des fréquences de précession des spins des noyaux (7 et 9) résultant respectivement desdites première et seconde irradiations (13, 15) présentent entre elles une différence qui est inférieure à l'amplitude, exprimée en unité de fréquence, dudit champ dipolaire.
7. Procédé selon une des revendications 3 à 6, caractérisé en ce que l'on met en oeuvre ledit transfert de polarisation par des séquences composites ou multi-impulsionnelles desdites irradiations, pour lesquelles il existe un champ magnétique effectif.
8. Procédé selon l'une quelconque des revendications précédentes, caractérisé en ce que ladite source de polarisation (3) est obtenue au choix :
- par addition de para hydrogène sur une double liaison carbone-carbone,
- par polarisation préalable d'un échantillon par la méthode de polarisation nucléaire dynamique à basse température en phase solide suivie d'une dissolution dudit échantillon dans un liquide, ou
- par pompage optique d'au moins un gaz rare polarisé qui est choisi dans le groupe constitué par des isotopes du xénon, de l'hélium, du néon et du krypton.
9. Procédé selon la revendication 8, caractérisé en ce que ladite source de polarisation (3) est obtenue par pompage optique d'au moins un gaz rare polarisé qui est choisi dans le groupe constitué par des isotopes du xénon, de l'hélium, du néon et du krypton.
10. Procédé selon la revendication 9, caractérisé en ce que ledit ou l'un au moins de(s)dit(s) gaz rare(s) est le xénon 129 ou l'hélium 3.
11. Procédé selon l'une quelconque des revendications précédentes, caractérisé en ce que ladite source de polarisation (3) est dissoute dans ladite solution liquide (1).
12. Procédé selon une des revendications 9 à 11, caractérisé en ce que ledit ou l'un au moins de(s)dit(s) gaz rare(s) est l'isotope 129 du xénon.
13. Procédé selon une des revendications 1 à 12, caractérisé en ce que ladite source de polarisation (3) est séparée physiquement de ladite solution liquide (1).
14. Procédé selon l'une quelconque des revendications précédentes, caractérisé en ce que ladite source de polarisation (3) est en phase gazeuse.
15. Procédé selon une des revendications 13 ou 14, caractérisé en ce que ladite source de polarisation (3) et ladite solution liquide (1) sont respectivement contenues dans deux compartiments adjacents et indépendants l'un de l'autre.
16. Procédé selon une des revendications 13 à 15, caractérisé en ce que ladite solution liquide (1) est contenue dans un compartiment interne qui est entouré par un compartiment externe contenant ladite source de polarisation (3).
17. Procédé selon une des revendications 13 à 16, caractérisé en ce que ladite source de polarisation est séparée de ladite solution liquide d'une distance représentative de la portée effective dudit champ dipolaire qui est égale ou supérieure à 1 nanomètre.
18. Procédé selon la revendication 17, caractérisé en ce que ladite source de polarisation est séparée de ladite solution liquide d'une distance représentative de la portée dudit champ dipolaire qui est comprise entre 3 nanomètres et 10 millimètres.
19. Procédé selon une des revendications 13 à 18, caractérisé en ce que ledit ou l'un au moins de(s)dit(s) gaz rare(s) est l'isotope 3 de l'hélium.
20. Procédé selon une des revendications 1 à 19, caractérisé en ce que les noyaux (7) de ladite solution liquide (1) comprennent des noyaux d'hydrogène.
21. Procédé selon une des revendications 1 à 19, caractérisé en ce que les noyaux (7) de ladite solution liquide (1) comprennent des noyaux de carbone 13.
22. Système pour réaliser une analyse RMN d'une solution liquide (1) comportant des noyaux (7) à spins nucléaires non nuls, caractérisé en ce qu'il comporte un aimant (36) entourant : - une source de polarisation (3), - des moyens de transfert de polarisation (5) adaptés pour irradier les spins de noyaux (9) de ladite source de polarisation (3) et lesdits spins des noyaux (7) de ladite solution liquide (1), de sorte à réaliser un transfert de polarisation de type Hartmann-Hahn des spins des noyaux (9) de ladite source (3) aux spins des noyaux (7) de ladite solution liquide (1) au moyen d'un couplage cohérent résultant du champ dipolaire créé par les noyaux de la source, pour obtenir un signal RMN de ladite solution liquide (1) accru par rapport à sa valeur à l'équilibre thermodynamique.
23. Système selon la revendication 22, caractérisé en ce que lesdits moyens de transfert de polarisation (5) comportent :
- un premier moyen d'irradiation (41) adapté pour soumettre les spins des noyaux (7) de ladite solution liquide (1) à une première irradiation (13) de champs radiofréquences de type continue ou composite, et
- un second moyen d'irradiation (45) adapté pour soumettre les spins des noyaux (9) de ladite source de polarisation (3) à une seconde irradiation (15) de champs de radiofréquences de type continue ou composite.
24. Système selon la revendication 22 ou 23, caractérisé en ce que l'obtention dudit champ dipolaire découle d'une concentration supérieure à 0,01 mol. L"1 et/ou d'une polarisation supérieure à 0,01 des noyaux (9) de ladite source de polarisation (3).
25. Système selon une des revendications 22 à 24, caractérisé en ce que ladite source de polarisation (3) est obtenue au choix :
- par addition de para hydrogène sur une double liaison carbone-carbone,
- par polarisation préalable d'un échantillon par la méthode de polarisation nucléaire dynamique à basse température en phase solide suivie d'une dissolution dudit échantillon dans un liquide, ou - par pompage optique d'au moins un gaz rare polarisé qui est choisi dans le groupe constitué par des isotopes du xénon, de l'hélium, du néon et du krypton.
26. Système selon la revendication 25, caractérisé en ce que ladite source de polarisation (3) est obtenue par pompage optique d'au moins un gaz rare polarisé qui est choisi dans le groupe constitué par des isotopes du xénon, de l'hélium, du néon et du krypton.
27. Système selon une des revendications 22 à 26, caractérisé en ce qu'il comporte, à l'intérieur dudit aimant (36), un tube (37) contenant ladite source de polarisation (3) dissoute dans ladite solution liquide (1).
28. Système selon une des revendications 22 à 26, caractérisé en ce qu'il comporte, à l'intérieur dudit aimant (36), un récipient (20) comprenant deux compartiments (23 et 25) adjacents et indépendants l'un de l'autre, qui sont respectivement destinés à contenir ladite source de polarisation (3) et ladite solution liquide (1).
29. Système selon la revendication 28, caractérisé en ce que la source de polarisation (3) est en phase gazeuse.
30. Système selon une des revendications 22 à 26, caractérisé en ce qu'il comporte, à l'intérieur dudit aimant (36), un récipient (20) comprenant deux compartiments interne et externe (23 et 25), ledit compartiment externe (23) étant destiné à contenir ladite source de polarisation (3) et entourant ledit compartiment interne qui est destiné à contenir ladite solution liquide (1).
31. Système selon une des revendications 28 à 30, caractérisé en ce que lesdits deux compartiments sont séparés d'une distance représentative de la portée dudit champ dipolaire qui est comprise entre 3 nanomètres et 10 millimètres.
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Cited By (3)
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|---|---|---|---|---|
| WO2008149118A1 (fr) * | 2007-06-08 | 2008-12-11 | Oxford Instruments Molecular Biotools Limited | Méthode de préparation d'un échantillon améliorant la sensibilité de la rmn |
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| US8703201B2 (en) | 2006-02-21 | 2014-04-22 | Millikelvin Technologies Llc | Hyperpolarization methods, systems and compositions |
Families Citing this family (13)
| Publication number | Priority date | Publication date | Assignee | Title |
|---|---|---|---|---|
| JP5328269B2 (ja) * | 2007-09-07 | 2013-10-30 | キヤノン株式会社 | 核磁気共鳴測定法 |
| US9289518B2 (en) * | 2008-08-22 | 2016-03-22 | The Brigham And Women's Hospital | Enhanced 13C NMR by thermal mixing with hyperpolarized 129XE |
| KR20120101339A (ko) * | 2009-08-31 | 2012-09-13 | 밀리켈빈 테크놀로지스 엘엘씨 | 과분극 물질 및 그 혼합물의 제조용 시스템 및 제조방법 |
| WO2011116341A2 (fr) | 2010-03-19 | 2011-09-22 | Tang Joel A | Longévité de signaux améliorés hyperpolarisés pour une spectroscopie de résonance magnétique nucléaire (rmn) |
| US20130237803A1 (en) * | 2010-11-16 | 2013-09-12 | Aspect Imaging Ltd. | System and Method for Generating Invasively Hyperpolarized Images |
| DE102011105813A1 (de) * | 2011-05-05 | 2012-11-08 | Hydac Technology Gmbh | Sensorvorrichtung zum Detektieren von strömungsfähigen Medien, eine Druckeinrichtung und ein Messverfahren |
| GB2506851B (en) * | 2012-09-28 | 2014-11-12 | Schlumberger Holdings | NMR sample containment |
| US9551768B2 (en) | 2013-03-15 | 2017-01-24 | East Carolina University | NMR method for monitoring changes in the core of lipoprotein particles in metabolism and disease |
| EP2992345B1 (fr) * | 2013-05-03 | 2020-12-09 | Quantum Valley Investment Fund LP | Utilisation d'une cavité isolée thermiquement pour polariser un ensemble de spins |
| EP2992344B1 (fr) | 2013-05-03 | 2020-10-07 | Quantum Valley Investment Fund LP | Transfert de polarisation de spin |
| KR101562854B1 (ko) | 2014-11-18 | 2015-10-26 | 한국원자력연구원 | 솔레노이드 코일 장치 및 이를 구비한 현장형 헬륨-3 중성자 스핀 편극 시스템 |
| JP2018514795A (ja) * | 2015-05-22 | 2018-06-07 | ウニヴェルズィテート・ウルム | 核スピンを超偏極させる方法 |
| US10775458B2 (en) | 2018-03-05 | 2020-09-15 | Texas Tech University System | Method and system for non-invasive measurement of metabolic health |
Citations (1)
| Publication number | Priority date | Publication date | Assignee | Title |
|---|---|---|---|---|
| WO2003038395A2 (fr) * | 2001-10-31 | 2003-05-08 | The Regents Of The University Of California | Detection a distance par rmn/rmi de gaz polarises par laser |
Family Cites Families (4)
| Publication number | Priority date | Publication date | Assignee | Title |
|---|---|---|---|---|
| US4345207A (en) * | 1980-04-24 | 1982-08-17 | The United States Of America As Represented By The Secretary Of The Navy | Method and apparatus for obtaining enhanced NMR signals |
| DE59107819D1 (de) * | 1991-05-30 | 1996-06-20 | Spectrospin Ag | Messung von Kreuzrelaxationsraten zwischen ausgesuchten Kernpaaren |
| US5998997A (en) * | 1997-06-20 | 1999-12-07 | The General Hospital Corp. | Measuring bone mineral characteristics using differential cross polarization and adiabatic demagnetization in a rotating frame with magnetic resonance |
| EP1098204B1 (fr) * | 1999-10-07 | 2005-08-17 | Bruker BioSpin AG | Transfert de cohérence parmi des transitions isolées par polarisation croisée: quantification d'effets de correlation croisée dans la résonance magnétique nucléaire |
-
2005
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-
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Patent Citations (1)
| Publication number | Priority date | Publication date | Assignee | Title |
|---|---|---|---|---|
| WO2003038395A2 (fr) * | 2001-10-31 | 2003-05-08 | The Regents Of The University Of California | Detection a distance par rmn/rmi de gaz polarises par laser |
Non-Patent Citations (9)
| Title |
|---|
| CHIARPARIN E ET AL: "SELECTIVE CROSS-POLARIZATION IN SOLUTION STATE NMR" MOLECULAR PHYSICS, LONDON, GB, vol. 95, no. 5, 1998, pages 759-767, XP000872079 * |
| GOODSON BM: "Nuclear magnetic resonance of laser-polarized noble gases in molecules, materials and organisms" JOURNAL OF MAGNETIC RESONANCE, vol. 155, 2002, pages 157-216, XP004407831 * |
| LONG HW ET AL: "High-field cross polarization NMR from laser-polarized Xenon to a polymer surface" J AM CHEM SOC, vol. 115, 1993, pages 8491-8492, XP002419434 * |
| NAVON G ET AL: "ENHANCEMENT OF SOLUTION NMR AND MRI WITH LASER-POLARIZED XENON" SCIENCE, AMERICAN ASSOCIATION FOR THE ADVANCEMENT OF SCIENCE,, US, vol. 271, 29 mars 1996 (1996-03-29), pages 1848-1851, XP000749451 ISSN: 0036-8075 * |
| RICHTER W ET AL: "Imaging with intermolecular multiple-quantum coherences in solution nuclear magnetic resonance" SCIENCE, vol. 267, 3 février 1995 (1995-02-03), pages 654-657, XP002419435 * |
| TJANDRA N, BAX A: "Direct measurement of distances and angles in biomolecules by NMR in a dilute liquid crystalline medium" SCIENCE, vol. 278, 7 novembre 1997 (1997-11-07), pages 1111-1114, XP002419433 * |
| TOLMAN JR, PRESTEGARD JH: "Relative signs of scalar and dipolar coupling in liquid crystals from spin-locked NMR experiments" JOURNAL OF MAGNETIC RESONANCE, SERIES A, vol. 106, 1994, pages 203-208, XP002419432 * |
| VERHULST A S ET AL: "A Rapid and Precise Probe for Measurement of Liquid Xenon Polarization" JOURNAL OF MAGNETIC RESONANCE, ACADEMIC PRESS, ORLANDO, FL, US, vol. 155, no. 1, mars 2002 (2002-03), pages 145-149, XP002206706 ISSN: 1090-7807 * |
| ZUIDERWEG E R P: "ANALYSIS OF MULTIPLE-PULSE-BASED HETERONUCLEAR J CROSS POLARIZATION IN LIQUIDS" JOURNAL OF MAGNETIC RESONANCE, ACADEMIC PRESS, LONDON, GB, vol. 89, no. 3, octobre 1990 (1990-10), pages 533-542, XP008053419 ISSN: 0022-2364 * |
Cited By (3)
| Publication number | Priority date | Publication date | Assignee | Title |
|---|---|---|---|---|
| US8703201B2 (en) | 2006-02-21 | 2014-04-22 | Millikelvin Technologies Llc | Hyperpolarization methods, systems and compositions |
| WO2008149118A1 (fr) * | 2007-06-08 | 2008-12-11 | Oxford Instruments Molecular Biotools Limited | Méthode de préparation d'un échantillon améliorant la sensibilité de la rmn |
| US8703102B2 (en) | 2008-04-04 | 2014-04-22 | Millikelvin Technologies Llc | Systems and methods for producing hyperpolarized materials and mixtures thereof |
Also Published As
| Publication number | Publication date |
|---|---|
| US7564243B2 (en) | 2009-07-21 |
| WO2006079702A3 (fr) | 2007-05-03 |
| US20080204014A1 (en) | 2008-08-28 |
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