CN1841083A - 在磁共振光谱学中避免线性相位误差的方法 - Google Patents

Abstract

本发明涉及一种用于在磁共振光谱学实验中避免线性相位误差的新方法，其具有步骤：在不抑制水的情况下测量第一水核自旋共振信号，在此将分光计调节到水质子的共振频率；基于该第一核自旋共振信号确定零阶相位误差，从而使在频谱中仅存在吸收信号和散射信号；在分光计的明显不同于水质子共振频率的共振频率下，基于对至少两个其它核自旋共振信号的测量来测量该核自旋共振信号的相位与信号最大值和读出开始之间的时间偏差的线性关系；基于确定的零阶相位误差校正该线性关系；在不发生相移的情况下确定这样校正的线性关系的时间偏差；在相应于该确定的时间偏差的信号最大值和读出开始之间的恒定时间延迟下，在抑制水的情况下进行实际的光谱学测量。

Description

在磁共振光谱学中避免线性相位误差的方法

技术领域

本发明一般地涉及磁共振光谱学MRS(核磁共振光谱学NMRS)，如其当前也用于在放射诊断中检查人体内的生物化学过程或代谢过程那样。本发明尤其涉及一种在采集频谱时避免或校正线性相位误差的新方法。

背景技术

磁共振光谱学(MRS)也如磁共振断层造影(MRT)基于1946年发现的核自旋共振效应，其首先应用于测量核的磁特性的基础研究。直至1960年代人们才观察到，核的核共振信号(NMR信号)还受其化学环境的影响，并可以将这种“化学偏移”应用于表征化学物质、在试管中建立所谓的“高分辨率NMR”。这至今仍成功地在物理、化学、生物化学和制药研究和开发中用于分析以及对复杂大分子的结构分析。

在1980年代初期发现，核共振信号由于其对化学环境(含水组织和脂肪组织)的依赖性而成为医学非介入成像技术的基础，其作为磁共振断层造影(MRT)已成为至今最重要的放射检查方法之一。

但不可忽视的是，磁共振断层造影中的成像信号还包含化学信息，在对生命体的生化反应或代谢过程进行检查时可以对这些信息进行分析。相对于通常在实验室中进行的试管中的“高分辨NMR”或相对于纯成像磁共振断层造影，这种对生命器官的空间分辨的光谱学被称为“体内光谱学(In-Vivo-Spektroskopie)”或“医学磁共振光谱学(MRS)”。

以下对核自旋共振的物理基础进行简述：

在MRS和MRT中都将待检查对象(患者或器官)置于强恒定磁场中。由此校准对象中原本无序定向的原子的核自旋，使得产生离散的能量状态。现在可以利用高频波对这些能量级之间的过渡产生影响。如果通过高频脉冲例如达到状态的均衡，则可在断开HF场之后在所观察的线圈内观察到感应信号。通过采用由所谓的梯度线圈产生的非均匀磁场，可以有选择地激励测量对象并对信号进行空间编码。

MRS中的数据记录是在所谓的时域中实现的，而MRT数据的记录则在所谓的k空间(同义词：频域)中实现。频域中的MR频谱或所谓的图像空间中的MRT图像可通过傅立叶变换与测量数据相关联。

对对象中的体积激励在采用梯度脉冲的同时通过层选择高频脉冲实现。对于在MRS中的对立方体的激励采用在三个正交空间方向上的层选择高频脉冲。它们通常是与方形或梯形梯度脉冲同时射入检查对象的正弦形、高斯形或双曲线形的高频脉冲。HF脉冲通过HF天线射入。

通常通过以上所述脉冲的组合向检查对象的通常为立方形的区域射入特定于一种核的共振频率范围内的频谱。所选择区域(感兴趣区域)内的各种核本身以电磁响应信号(电动势，emf)进行响应，这些信号以和信号(Free-Induction-Decay-Signal，FID信号)的形式或以一个(半个)(自旋)回波信号的形式在HF天线的特殊接收模块中被检测。模拟信号(FID或回波信号)通过模拟数字转换器来扫描、数字化并存储在计算机单元内或进行傅立叶变换，由此可使所谓的“频谱”显示在可视化单元(显示器)上。

测量的(FID或回波)信号的两个分量描述已作为拉摩尔进动提及的静态参照系(实验室坐标系)的x-y平面内核磁化向量

的时间振荡特性的投影。

信号在时间上的衰减由T₂加权的横向弛豫(自旋-自旋弛豫)来确定。横向弛豫导致取决于时间的横向磁化 消失，其中，根据下式考虑局部B₀场的非均匀性的T₂时间、确切地说是T^* ₂时间被作为FID信号或回波信号衰减的特征时间常数来确定：

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

在图2A、2B、2C中示出了作为时间的函数的横向磁化

的信号特性。总磁化 和横向分量

在B₀场影响下在实验室坐标系中在x-y平面上进动或旋转。由于横向弛豫 根据时间指数地下降，这总体地导致如图2A所示的螺旋形轨道。当将该轨道(反映旋转运动的时间变化曲线)投影到两个相互正交的空间-时间平面xt和yt上时，横向磁化的时间变化也同样分为相互正交的x分量和y分量。横向磁化例如在图2B中在y方向上感应出余弦形电流，在图2C中在x方向上感应出正弦形电流，这些电流可由适当的(如设置在x和y方向上的)接收线圈来测量。

如已所述，在进动或旋转期间横向磁化向量的长度(绝对值)呈指数下降(即FID或回波变小)。由此得到伴随在所记录的时间信号中的、表现在正弦和余弦形共振信号上的指数性衰减系数。该信号下降的原因在于已提到过的T^* ₂或横向弛豫。

总之，由此可用调和函数/周期函数和指数函数的乘积来描述横向磁化各分量的时间变化。对于图2C的情况例如可以得到对x分量的检测：

而对于图2B的情况可得到对y分量的检测：

其中，表示在时刻t＝0的相位。图2A、2B、2C是假设在＝0的简化理想情况下。M_y(t)在此表示横向磁化的实数部分，Mx(t)为其虚数部分。当将横向磁化用如下通常常见的复数方式表达时，这是可以理解的，其中将x-y平面解释为复数平面：

${\stackrel{\→}{M}}_{\mathrm{xy}}\left(t\right)=M_y\left(t\right)+i{M}_x\left(t\right)=M_0{e}^{-i({\mathrm{\ω}}_0-\mathrm{\ω})t-\frac{t}{T_2^{*}}}.\·\·\·\left(3\right)$

复数的并取决于时间(即三维)的FID信号或回波信号本身近乎于对先前射入受检物质或待检组织的一个或多个圆极化高频激励脉冲的电磁响应。

如果受检物质只由一种类型的核(如纯水中的质子)构成，并且以确切等于质子的拉摩尔频率(在1.5特斯拉下为63.8MHz)的频率射入高频激励脉冲，则所测量的水质子的FID信号或回波信号不包含调谐/周期分量(正弦和余弦形分量)，因为在(具有63.8MHz的)旋转参照系中不会有横向磁化的进动/旋转(旋转方向上的相对运动为零)。可测量的只是横向磁化系数的以弛豫为条件的指数化简，其按照图3B表示未经调制的指数函数。

图3A示出旋转参照系中的指数横向弛豫现象：在开始仅在纵向(z方向)对准的磁化向量 通过90°高频激励脉冲转换到与拉摩尔频率(水质子：在1.5特斯拉下为63.8MHz)形状相同绕z轴旋转的x-y参照系的x-y平面中。两个轴(x和y)的旋转分别用正切于x和y轴的小箭头表示。在过去一段时间(在3T^* ₂数量级)之后，横向磁化分量在x-y平面内扇形展开、相互补偿，并由此导致横向磁化逐渐消失。该过程的变化示于各时间步骤1至6中。

如果入射的高频激励脉冲的频率不确切地等于水质子的谐振频率(如63.8MHz+400Hz)，但由于其脉冲宽度而对质子进行了激励，则在数据记录的参考频率等于高频脉冲的频率时，所测量的FID或回波信号包含400Hz的谐波分量，其按照图4A指数弛豫后沿

被调制。

在一般情况下，受检物质或待检对象(在其中进行医学体内光谱学检查)一方面不仅包含一种类型的核(1H，31P，13C)，而是包含多种类型的要分析的核；另一方面同一类型的核由于其在不同分子(不同的化学环境)中的不同化学键而具有相互不同的谐振频率(拉摩尔频率)并作为所谓的代谢物来区分。

在(体内)质子光谱学中，信号的谐振范围在约为63.8MHz下为10ppm，在(体内)磷光谱学中的频谱宽度约为在26MHz时30ppm，而在(体内)13C光谱学中频谱的谐振分布在16MHz下的200ppm范围内。因此，以ppm(百万分之)为单位的谐振频率相对于***频率(高频平均频率v₀)的变化的数据δ根据下式是谐振频率的百万分之一并优选与磁场强度无关：

因此在一般情况下，FID或回波信号表现为与时间相关的响应信号，这也称为“时域信号表示”，在其指数变化中被激励的核的总谐振(ω_x，x∈N)被与各代谢物叠加地频率编码地调制。

在按照图4A的仅包含一种代谢物的频率响应(如水质子本身，其中根据以上情况检测频率平移400Hz)的FID根据图4B只提供一条谐振线。

图5A示出例如包含三种不同代谢物的频率响应的FID。在图可见，图5A中的FID或回波信号较之图4A中的仅具有一个频率的FID或回波信号被明显复杂得多地编码。该编码可用傅立叶变换来解码并按照各谐振频率来排序，由此得到图5B中的具有所谓的谐振线ω₀、ω₁、ω₂的三分量频谱。

FID或回波信号的傅立叶变换(图4B，图5B)一般称为频谱，也称为“频域信号表示”。

信号在时域f(t)的傅立叶变换可根据下式导出频域F(ω)中的信号：

$F\left(\mathrm{\ω}\right)=\underset{-\∞}{\overset{+\∞}{\∫}}f\left(t\right)e^{-\mathrm{i\ωt}}\mathrm{dt}.\·\·\·\left(5a\right)$

由于傅立叶变换是可逆的，因此可以可逆地通过傅立叶反变换根据下式从频域F(ω)信号导出时域f(t)信号：

$f\left(t\right)=\underset{-\∞}{\overset{+\∞}{\∫}}F\left(\mathrm{\ω}\right)e^{\mathrm{i\ωt}}\mathrm{d\ω}.\·\·\·\left(5b\right)$

原则上频域中的信号可通过傅立叶变换由复数横向磁化的实数部分和虚数部分来计算(即由M_x(t)或M_y(t))。但在从轴对称的分量进行计算时，由于cos(ω)＝cos(-ω)不能区分相同大小的正、负频率，所以通常采用其中始终对两个分量M_x(t)和M_y(t)进行相同程度的测量的所谓的积分检测。

通过对复数信号在时域中的傅立叶变换，可以得到在频域中的同样的具有实部和虚部的复数信号(如上所述这称为频谱)：

R(ω)＝A(ω)cos-D(ω)sin               (6a)

I(ω)＝A(ω)sin+D(ω)cos               (6b)

其中，

$A\left(\mathrm{\ω}\right)=\frac{M_0{T}_2^{*}}{1+{({\mathrm{\ω}}_0-\mathrm{\ω})}^2{\left(T_2^{*}\right)}^2}\·\·\·\left(7a\right)$

$D\left(\mathrm{\ω}\right)=\frac{M_0{\left(T_2^{*}\right)}^2({\mathrm{\ω}}_0-\mathrm{\ω})}{1+{({\mathrm{\ω}}_0-\mathrm{\ω})}^2{\left(T_2^{*}\right)}^2}\·\·\·\left(7b\right)$

A(ω)表示所观察的FID或回波信号在时域中的傅立叶变换的实部并构成所谓的频谱中谐振的吸收部分。D(ω)表示所观察的FID或回波信号在时域中的傅立叶变换的虚部并构成所谓的频谱中谐振的散射部分。根据图6A该吸收部分表示轴对称的洛伦佐函数并可作为图2C中的经傅立叶变换的信号。根据图6B的散射部分是具有负和正部分的点对称洛伦佐函数并可作为图2B中的经傅立叶变换的信号。通过该两个部分可以完整地描述频谱中的谐振。但由于散射部分要比吸收部分宽得多，并且对散射部分的面积积分平均为零，在高分辨频谱的意义下优选只观察和显示吸收部分(图6A)，尤其是当频谱具有多个近邻的谐振须对它们加以区分时。

但由于技术原因，在傅立叶变换之后大多得不到纯吸收线。确切地说是频谱的实部和虚部由吸收线和散射线混合组成，因为在公式(6a)、(6b)中的相位或者说角度由于测量技术的原因常常不为零。这样的混合谐振线在图7中示出，其中可明显看出散射部分。

然而可以得到由纯吸收线组成的频谱，其中实际上设置了具有附加相位_c的混合频谱：

A(ω)＝R(ω)cos(-_c)+I(ω)sin(-_c)      (8a)

D(ω)＝-R(ω)sin(-_c)+I(ω)cos(-_c)     (8b)

_c例如可通过调节分光计来设置。

如果这样选择相位_c，使得

_c＝                                       (9)

则可以将实部R(ω)和虚部I(ω)分开，由此获得纯吸收部分A(ω)＝R(ω)和纯散射部分D(ω)＝I(ω)。

当是当前测量中的恒定相位误差并由此表现为所谓的零阶(0阶)相位误差时，可以相对简单地进行相位校正。在此的原因例如是接收器相位与脉冲相位(₀)的恒定偏差，这可以通过一次性的相位校正来进行0阶补偿(_c＝₀)。

但通常由于关于信号开始(复数回波信号的开始不在回波最大值或FID信号的开始不直接在激励之后)的时间上不正确的数据记录而使显示出附加的频率依赖性。通过这样的技术条件和难以避免的几百微秒范围内的预采集延迟Δt(以下表示为“时间延迟t_D”)(通过AD转换器的为t_D的数据采集开始延迟)，由于时序误差而给出取决于频率的实部和虚部的混合，而这导致依赖于频率的相位误差(也称为线性相位误差或1阶相位误差)。

如所示，数据记录的时序对于同类的不同设备或对于同一设备在时间上都有所变化。这种变化在目前未被考虑而是考虑由此产生的线性相位误差。尽管有对0阶和1阶相位误差同样进行校正的措施，其中按照下式根据频率来描绘信号振幅的绝对值(绝对值显示，图9)：

$M\left(\mathrm{\ω}\right)=\sqrt{R{\left(\mathrm{\ω}\right)}^2+I{\left(\mathrm{\ω}\right)}^2}\·\·\·\left(10\right)$

但这样获得的谐振线由于宽的散射部分而大大加宽，这极大地影响了频谱分布率。

发明内容

因此本发明要解决的技术问题是，提供一种用于在磁共振光谱学中避免线性相位误差的方法。

本发明的技术问题通过一种用于在磁共振光谱学实验中避免线性相位误差的方法解决，该方法具有以下步骤：

-在不抑制水的情况下测量第一水核自旋共振信号，其中，将分光计调节到水质子的共振频率；

-基于该第一核自旋共振信号确定零阶相位误差，从而使在频谱中仅存在吸收信号和散射信号；

-在分光计的明显不同于水质子共振频率的共振频率下，基于对至少两个其它核自旋共振信号的测量来测量该核自旋共振信号的相位与信号最大值和读出开始之间的时间偏差的线性关系；

-基于所确定的零阶相位误差来校正该线性关系；

-在不发生相移的情况下确定这样校正的线性关系的时间偏差；

-在信号最大值和读出开始之间的相应于上一步骤中确定的时间偏差的恒定时间延迟下，在水抑制的情况下进行实际的光谱学测量。

在此优选将用于确定零阶和一阶相位误差的测量集成在实际光谱学测量之前的伪序列过程中。

按照本发明相位校正可在时域和/或频域进行。

此外，按照本发明，核自旋共振信号可以是回波信号或FID信号。

本发明还涉及一种适合于实施本发明方法的装置。

附图说明

以下借助涉及实施例的附图对本发明的其它优点、特征和特性进行描述。其中示出：

图1示意性示出核自旋断层造影设备；

图2A示意性示出横向磁化

的两个分量的时间相关性；

图2B示出横向磁化的虚部M_y(t)的时间变化；

图2C示出横向磁化的实部M_x(t)的时间变化；

图3A示意性示出旋转参照系中横向磁化

的向量弛豫；

图3B示出在不叠加共振频率时

大小的由T^* ₂表征的指数时间变化；

图4A以FID信号的形式示出由单一谐振表征的横向磁化的时间变化；

图4B示出属于图4A的经傅立叶变换产生的频谱；

图5A示出包含三个谐振的FID信号；

图5B示出具有三条谐振线的属于图5A的频谱；

图6A示出频域中核共振信号的吸收部分(时域中傅立叶变换的FID信号或回波信号的实部)；

图6B示出频域中核共振信号的散射部分(时域中傅立叶变换的FID信号或回波信号的虚部)；

图7示出由吸收部分和散射部分组合而成的混合谐振线；

图8示出图7中谐振线的相位校正的(吸收的)显示；

图9示出图7的谐振线的绝对值显示；

图10示出用于在水抑制时产生核自旋回波信号的可能的序列图；

图11A示出测量出的0阶相位误差以及测量出的相位误差和时间延迟之间的线性关系；

图11B示出对时间延迟t_D的确定，在将该时间延迟t_D例如应用于一个按照图10的序列时不会出现线性相位误差，或所出现的相位误差可忽略不计。

具体实施方式

医疗MR光谱学方法与常规MR断层造影方法的不同之处主要在于，除了位置分辨外，还要分辨化学偏移。这可以利用常规核自旋断层造影设备实现，因此优选在医疗MR光谱学采用，而按照本发明的用于避免线性相位误差的方法也可以主要在这样的设备中实现。但应注意的是，本发明的方法还可以用于单独开发和应用的强场体内***(当前可至7特斯拉)和高分辨MR分光计。

图1示意性示出核自旋断层造影设备，利用其可实施医疗MR光谱学测量，并且按照本发明还可用其进行线性相位误差校正。在此该核自旋断层造影设备的结构与常规断层造影设备的结构相同。基本磁场磁铁1产生时间上恒定的强磁场，以极化或校准对象的检查区域、如人体的待***位内的核自旋。

核自旋共振测量所要求的基本磁场的高度均匀性定义在球形的测量空间M中，人体的待***位被置于其中。为了支持该均匀性要求和尤其是为了消除不随时间变化的影响在合适的位置设置了由铁磁材料制成的填隙片。随时间变化的影响通过由填隙片电源控制的填隙线圈2来消除。

在基本磁场磁铁1中设置了圆柱形的梯度线圈***3，其由三个子绕组构成。每个子绕组由一个放大器供以电流，以在笛卡儿坐标系中的各方向上产生线性梯度场。在此梯度线圈***3的第一子绕组产生x方向上的磁场梯度(G_x)，第二子绕组产生y方向上的磁场梯度(G_y)，而第三子绕组产生z方向上的磁场梯度(G_z)。每个放大器14包含一个数模转换器，其由序列控制装置18控制以及时产生梯度脉冲。

在梯度线圈***3中设置有高频天线4，其将由高频功率放大器23发出的高频脉冲转换为用于激励检查对象或对象的检查区域中的核并校准核自旋的交变电磁场。高频天线4还将进动的核自旋发出的交变场、即通常由包括一个或多个高频脉冲和一个或多个梯度脉冲的脉冲序列引起的核自旋回波信号转换为电压，该电压通过放大器7输入高频***22的高频接收信道8。高频***22还包括发送信道9，在其中产生用于激励磁核共振的高频脉冲。在此各高频脉冲基于在设备计算机20中预先设置的脉冲序列在序列控制装置18中被数字化为复数序列。该数列被作为实部和虚部分别通过输入端12输入高频***22的数字模拟转换器，并继而输入发送信道9。在发送信道9中该脉冲序列被调制为高频载波信号，其基频等于测量空间中核自旋的谐振频率。

从发送操作到接收操作的转换通过发送接收转换器6实现。高频天线4将用于激励核自旋的高频脉冲射入测量空间M并扫描产生的回波信号。在高频***22的接收信道8中对相应获得的核共振信号进行相敏解调，并分别通过模拟数字转换器转换为测量信号的实部和虚部。通过图像计算机17从这样获得的测量数据中再现出图像或频谱。对测量数据、图像数据和控制程序的管理由设备计算机20实现。序列控制装置18根据预先给定的数据利用控制程序控制产生期望的脉冲序列和对k空间的相应扫描。序列控制装置18尤其对及时接通梯度、用特定的相位和振幅发送高频脉冲以及核共振信号的接收进行控制。高频***22和序列控制装置18的时间基础由合成器19提供。对用于产生核自旋图像的相应控制程序的选择以及对所产生核自旋图像的显示通过终端21实现，终端21包括键盘以及一个或多个显示器。

利用上述MRT设备可以产生尽可能多的不同的MR光谱学序列，并在医学应用中实现MR光谱学定位方法。根据本发明，所述的MRT设备应能够根据在实际磁共振光谱学测量之前进行的测试测量来确定相位误差，在其基础上修改脉冲序列，使得尤其能避免一阶相位误差。对相位误差的确定以及对脉冲序列的修改通过设备计算机17、序列控制装置18和合成器19实现。

如在本文开始所述的，对组织的磁共振光谱学检查提供衰减的、周期性的、以拉摩尔频率振荡的磁核共振信号(MR信号)，其形式为如图4A和图5A所示的自由感应衰减(FID)，或如通过图10所示测量序列产生的回波。FID信号或回波近乎是对先前射入待检组织的高频激励脉冲的电磁响应。射入的高频激励脉冲的频率范围决定了被激励层的形状和宽度。

FID信号或回波是时间相关的响应信号，在其频率变化中对各代谢物中被激励核的总的谐振频率进行频率编码。该编码可通过傅立叶变换解码并按照谐振频率排序。经傅立叶变换的FID或回波通常被称为谐振曲线，其中在MR光谱学中还引入(频谱)的概念。在以下的描述中将在时域中的核磁共振信号的表示称为MR信号，将频域中的表示称为谐振曲线或频谱。

用于选择其中应测量MR信号的体积的技术至少部分地与在MR断层造影中的相同，即与在核共振信号也要对应于特定的地点的成像中的相同。

借助梯度，即由所谓的梯度线圈在体外产生的空间上不同的磁场强度，可以选择在体内的可变体元并进行激励。在此存在各种不同的技术和组合，如这些梯度何时以何种长度和强度与各高频激励脉冲组合地接通。

一种可能的体积选择方法是由图10所示的序列。该序列由入射的90°HF脉冲的频谱和随后入射的两个再聚焦180°HF脉冲组成，其中，同时与每个HF脉冲分别接通一个在相应空间方向(x、y、z方向)上的梯度脉冲。这样的HF脉冲被称为“层选择的”。以这种方式激励三个相互正交的层并且在第二个180°脉冲之后最终只有相应的层体积被充分地激励，从而也只有该部分体积提供所示回波2(Echo 2，第一回波未考虑)形式的感兴趣的信号。该信号(Echo 2)的第二个一半最后由模数转换器读出并在傅立叶变换之后提供所期望的谐振频谱。

但由于硬件的不完美性以及关于信号开始或回波最大值的对数据的时间上不正确(错误时序)的记录导致所谓的相位误差，其会对频谱产生强烈的影响，并由此使得难以对其进行分析。相位误差表现为实部和虚部的混合，根据图7，这将导致混合的信号结构(吸收部分和散射部分的混合)。

硬件的不完美性(电缆长度、滤波器特性、电子组件的不精确性，等等)造成恒定相位误差(零阶相位误差₀)，其表现为测量信号实部和虚部的恒定扭转并导致频谱的所有谐振线的同类信号畸变(即频谱中的每个谐振线的吸收部分和散射部分相互间的关系相同)。

由于时间不正确的数据记录造成的误差(模拟数字转换器读取开始和信号最大值之间的错误时序)造成线性相位误差(一阶相位误差₁)，其导致不同的依赖于频率的信号畸变(频谱中的每个谐振线的吸收部分和散射部分都不同，即频谱中的每个谐振线都有不同的形式)。

对零阶相位误差的校正已有足够的公知措施，但在现有技术中未对错误时序的问题加以考虑因此到目前就一定会有线性相位误差。

本发明的目的在于在光谱学测量范围内除了对零阶相位误差进行校正外，还对线性相位误差进行校正，以获得纯吸收频谱(或纯散射频谱)。

按照本发明，在进行实际的测量之前至少进行三次所谓的测试测量，其中始终使用要应用的测量序列(如图10所示的序列)。通过第一测试测量确定零阶恒定相位误差₀。通过至少两个其它测试测量确定其中不出现线性相位误差₁(一阶相位误差)的每个时间偏移(模数转换延迟时间t_D)。以下针对1H光谱学测量(借助图10、图11A、图11B)的情况对本发明的方法进行描述。

在一般情况下在频率为ω的频谱中出现的信号具有相位误差，其按照下式由恒定相位误差₀(零阶相位误差)和线性相位误差₁(一阶相位误差)组成：

(ω，t_D)＝₀+₁。                    (11)

一阶相位误差₁一方面线性地取决于频率位移ω₀-ω(其中ω₀为数据记录时的***频率；在1H光谱学测量的情况下水信号的频率为ω₀＝63.8MHz)；另一方面₁还线性地依赖于回波最大值(FID开始)的理论时刻和数据记录的开始之间的时间距离t_D(时间延迟)。这两者都导致根据下式的双倍的函数关系：

₁(ω，t_D)＝t_D(ω₀-ω)                (12)

为了首先确定零阶相位误差₀，在第一测试测量中确定不具有频率偏移的信号、即水信号本身的相位。这例如这样实现：使该第一测试测量的序列过程不具有水抑制脉冲，并由此可以测量所出现的水的谐振。因为这样确定的水信号的线性频率偏移₁＝t_D(ω₀-ω)由于(ω₀-ω)＝0而等于0(ω₀＝ω)，该信号具有相位(ω)＝₀。换言之，即在设置为水频率的***频率下确定信号的相位并存在零阶相位误差，这样由于＝₀而最后确定了零阶相位误差本身。

为了确定一阶相位误差必须在同样不抑制水的情况下执行至少另外两次测试测量(如测试测量2和3)，并且按照本发明优选利用与水信号相同程度偏移的频率ω(因为按照公式(11)仅在有明显的频率偏移(ω≠ω₀)时才会显现出一阶相位误差₁)且在不同的时间延迟t_D下。

图中对所测量的相位误差的显示在此分别通过用时间延迟t_D以度来描绘相位误差分量来实现，其中(ω₀-ω)的单位为Hz和t_D的单位为μs：

相位＝f(t_D)＝360°*(ω₀-ω)*t_D。

在图11A中分别描绘了一次零阶和一阶相位误差测量的两个值。其中示出，零阶相位误差₀独立于时间延迟，并且在此具有常数值f₀＝163°(水平虚线)。在测量一阶相位误差时采用相对于水为400Hz的恒定频率偏移(ω＝400Hz)。一阶相位误差₁如所期望地显示出相位与时间延迟的线性关系(实线)。

在图11B中仅示出了线性相位误差与时间延迟的关系(零阶相位误差将通过相减消除)。由此直线和横轴的交点提供了不出现线性相位误差的时间延迟，本例中为t_D＝141μs。如果在数据记录的时序中考虑该确定的时间偏差t_D，则可在可忽略的线性相位误差下进行数据采集。

对所确定的时间延迟t_D的考虑实际上是通过序列控制装置18和设备计算机17一直延迟数据记录，直至回波最大值(或FID信号的开始)和读出脉冲的开始之间的时间距离准确地等于所确定的时间延迟t_D来实现的。

时间延迟t_D的精确度随着测量点数目的增加而上升，即随着测试测量数的增加而上升。这样例如可以通过多次重复测试测量1并且与测试测量2和3相似地采集附加测量点来提高精确度。

为使这些测量数据的记录不消耗额外的测量时间，可将测试测量集成在通常在每次实际测量之前进行的所谓的“哑扫描”中而不限制其功能。但在这些测量中必须始终可以测量具有可分析相位的剩余水信号。

Claims (5)

1.一种用于在磁共振光谱学实验中避免线性相位误差的方法，该方法具有以下步骤：

-在不抑制水的情况下测量第一水核自旋共振信号，其中，将分光计调节到水质子的共振频率；

-在该第一核自旋共振信号相移时基于该第一核自旋共振信号确定零阶相位误差，从而使频谱中仅存在吸收信号和散射信号；

-在分光计的明显不同于水质子共振频率的共振频率下，基于对至少两个其它核自旋共振信号的测量来测量该核自旋共振信号的相位与信号最大值和读出开始之间的时间偏差的线性关系；

-基于所确定的零阶相位误差来校正该线性关系；

-在不发生相移的情况下确定这样校正的线性关系的时间偏差；

-在相应于上一步骤中确定的时间偏差的信号最大值和读出开始之间的恒定时间延迟下，在抑制水的情况下进行实际的光谱学测量。

2.根据权利要求1所述的方法，其特征在于，用于确定零阶和一阶相位误差的测量集成在实际光谱学测量之前的伪序列过程中。

3.根据权利要求1或2所述的方法，其特征在于，在时域和/或频域进行相位校正。

4.根据权利要求1至3中任一项所述的方法，其特征在于，所述核自旋共振信号是回波信号或FID信号。

5.一种装置，用于实施根据权利要求1至4中任一项所述的方法。

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