DE102005040540B4

DE102005040540B4 - Verfahren und Gerät zur Nachweisverbesserung einer schwachsensitiven Atomkernart in der NMR-Spektroskopie

Info

Publication number: DE102005040540B4
Application number: DE102005040540A
Authority: DE
Inventors: Uwe Dr. Böttcher; Stefan Dr. Röll
Original assignee: Siemens AG
Current assignee: Siemens AG
Priority date: 2005-08-26
Filing date: 2005-08-26
Publication date: 2007-05-24
Anticipated expiration: 2025-08-27
Also published as: CN1975395A; US20070052416A1; US7382126B2; CN1975395B; DE102005040540A1

Abstract

Verfahren zur Nachweisverbesserung einer schwachsensitiven Atomkern-Art (A) in der NMR-Spektroskopie basierend auf Polarisationstransfer unter Beteiligung einer NMR-aktiven stark-sensitiven Atomkern-Art (X), wobei alle einzustrahlenden HF-Pulse sequentiell, d.h. mit definiertem Zeitabstand zueinander, eingestrahlt werden, so dass zu keinem Zeitpunkt der Sequenz (Frequenz-) unterschiedliche HF-Pulse gleichzeitig bzw. überlappend eingestrahlt werden, und wobei die sequentielle Abfolge der HF-Pulse einen Polarisationstransfer der beiden beteiligten Atomkernarten (A), (X) realisiert, und wobei ferner die HF-Pulsabfolge eine refokussierte INEPT-Sequenz modifiziert und die folgenden Schritte aufweist:
– Einstrahlen eines ersten A-selektiven 90_x°(A)-HF-Pulses zur Anregung der stark sensitiven Kernart (A),
– Einstrahlen eines zweiten A-selektiven 180_x°(A)-HF-Pulses nach einer Zeit τ₁ ab Mitte des ersten HF-Pulses,
– Einstrahlen eines dritten X-selektiven 180_x°(X)-HF-Pulses nach der Zeit τ₂ ab Mitte des zweiten HF-Pulses,
– Einstrahlen eines vierten A-selektiven 90_y°(A)-HF-Pulses nach der Zeit τ₃ ab Mitte des dritten HF-Pulses,
– Einstrahlen eines fünften X-selektiven 90_x°(X)-HF-Pulses nach der Zeit...

Description

Die vorliegende Erfindung bezieht sich allgemein auf die Magnetresonanz-Spektroskopie (engl. Nuclear Magnetic Resonance Spectroscopy NMRS), wie sie mittlerweile auch in der radiologischen Diagnostik zur Untersuchung von biochemischen bzw. Stoffwechselvorgängen im menschlichen Körper Anwendung findet (genannt "in vivo-Spektroskopie"). Dabei bezieht sich die vorliegende Erfindung insbesondere auf Modifizierungen von MRS-Experimenten, sowie auf Geräte zur Durchführung dieser Experimente, welche einen Polarisationstransfer zur Signalverstärkung nachzuweisender unempfindlicher Atomkernarten benutzen.
Die Magnetresonanz-Spektroskopie (MRS) basiert wie auch die Magnetresonanz-Tomographie (MRT) auf dem im Jahre 1946 entdeckten Kernspinresonanz-Effekt, der vorerst in der Grundlagenforschung dazu verwendet wurde, die magnetischen Eigenschaften von Kernen zu messen. Erst als in den 60er Jahren beobachtet wurde, dass das Kernresonanz-Signal (NMR-Signal) eines Kernes auch von seiner chemischen Umgebung beeinflusst wird und dass diese "chemische Verschiebung" (engl. Chemical Shift) dazu verwendet werden kann, chemische Substanzen zu charakterisieren, etablierte sich die sogenannte "Hochauflösungs-NMR" im Reagenzglas. Diese wird bis heute erfolgreich in der physikalischen, chemischen, biochemischen und pharmazeutischen Forschung und Entwicklung zur Analyse bzw. zur Strukturanalyse komplexer Makromoleküle eingesetzt.
In den frühen 80er Jahren wurde entdeckt, dass das Kernresonanz-Signal aufgrund seiner Abhängigkeit von der chemischen Umgebung (wasserhaltiges Gewebe bzw. Fett-Gewebe) die Grundlage für eine medizinische nicht-invasive Bildgebungstechnik darstellt, die bis heute als Magnetresonanz-Tomographie (MRT) eine der wichtigsten radiologischen Untersuchungsmethoden in der Medizin darstellt.
Es wurde jedoch nicht übersehen, dass die bildgebenden Signale in der Magnetresonanztomographie weiterhin chemische Information beinhalten, die zur Untersuchung von biochemischen Reaktionen bzw. von Stoffwechselvorgängen am lebenden Körper ausgewertet werden können. Man nannte diese räumlich aufgelöste Spektroskopie am lebenden Organismus oder am lebenden Organ "In-Vivo-Spektroskopie" oder auch "klinische Magnetresonanz-Spektroskopie" (MRS) im Gegensatz zur "Hochauflösungs-NMR" im Reagenzglas, die in der Regel im Labor erfolgt bzw. im Gegensatz zur rein bildgebenden Magnetresonanz-Tomographie (MRT).
Im Folgenden werden die physikalischen Grundlagen der Kernspinresonanz kurz erläutert:
Sowohl in der MRS als auch in der MRT wird das zu untersuchende Objekt (Patient oder Organ) einem starken, konstanten Magnetfeld ausgesetzt. Dadurch richten sich die Kernspins der Atome in dem Objekt, welche vorher regellos orientiert waren, aus, wodurch diskrete Energiezustände entstehen. Hochfrequenz-Wellen können nun Übergänge zwischen diesen Energieniveaus bewirken. Wird durch einen Hochfrequenz-Impuls beispielsweise eine Gleichbesetzung der Zustände erreicht, so kann nach dem Ausschalten des HF-Feldes in der Beobachtungsspule ein induziertes Signal beobachtet werden. Durch den Einsatz inhomogener Magnetfelder, erzeugt durch sogenannte Gradientenspulen, kann das Messobjekt selektiv angeregt und die Signale räumlich kodiert werden.
Die Aufnahme der Daten in der MRS erfolgt in der sogenannten Zeitdomäne, die der MRT-Daten im sogenannten k-Raum (Synonym: Frequenzraum). Das MR-Spektrum in der Frequenzdomäne bzw. das MRT-Bild im sogenannten Bildraum, ist mittels Fourier-Transformation mit den gemessenen Daten verknüpft.
Eine Volumenanregung im Objekt erfolgt mittels schichtselektiver Hochfrequenz-Impulse also bei gleichzeitiger Anwendung von Gradientenpulsen. Für die Anregung eines Quaders in der MRS werden drei schichtselektive Hochfrequenzimpulse in drei orthogonalen Raumrichtungen angewandt. Dies sind in der Regel drei Sinc-förmige, Gaußförmige oder Hyperbel-förmige HF-Pulse, die gleichzeitig mit Rechteck-förmigen oder Trapezförmigen Gradientenpulsen in das zu untersuchende Objekt eingestrahlt werden. Die Einstrahlung der HF-Pulse erfolgt über HF-Antennen.
Durch die Kombination der eben genannten Pulse wird in einem definierten, in der Regel Quader-förmigen Bereich des zu untersuchenden Objekts ein Frequenzspektrum im Bereich der für eine Kernart spezifischen Resonanzfrequenz eingestrahlt. Die jeweiligen Kerne in dem ausgewählten Bereich (engl. Volume of Interest, VOI) reagieren ihrerseits mit elektro-magnetischen Antwortsignalen (engl. Electromotive force emf), welche in Form eines Summen-Signals (Free-Induction-Decay-Signal FID-Signal) bzw. in Form eines (halben) (Spin-) Echo-Signales in einem speziellen Empfangsmodus der erwähnten HF-Antennen detektiert wird. Das analoge Signal (FID oder Echo) wird durch Schalten eines ADCs (engl. Analog-Digital-Converter) abgetastet, digitalisiert und auf einer Rechnereinheit gespeichert bzw. Fourier-transformiert, wodurch ein sogenanntes "Spektrum" auf einer Visualisierungseinheit (Monitor) dargestellt werden kann.
Die beiden Komponenten des gemessenen (FID- oder Echo-) Signals beschreiben die Projektionen des bereits als Lamor-Präzession erwähnten zeitlichen Oszillations-Verhaltens des Kernmagnetisierungs-Vektors M ⇀ in der x-y-Ebene eines stationären Bezugssystems (Labor-Koordinatensystem).
Das zeitliche Abklingen des Signals wird durch die T₂-gewichtete transversale Relaxation (Spin-Spin-Relaxation) be stimmt. Die transversale Relaxation führt zum Verschwinden der zeitabhängigen transversalen Magnetisierung M ⇀_xy(t), wobei die T₂-Zeit – genauer genommen die T₂*-Zeit, welche lokale B_o-Feld-Inhomogenitäten ΔB_o gemäß der Gleichung
berücksichtigt – als charakteristische Zeitkonstante das Abklingen des FID- oder Echo-Signales bestimmt. Dabei stellt γ das gyromagnetische Verhältnis dar, welches die energetische Kopplungskonstante des jeweiligen Kerns an das externe Magnetfeld darstellt und eine unveränderliche Konstante der jeweiligen Kernsorte ist.
Das komplexe und zeitabhängige (also dreidimensionale) FID- oder Echo-Signal selbst ist quasi die elektromagnetische Antwort auf einen oder mehrere zuvor eingestrahlte zirkularpolarisierte Hochfrequenzanregungspulse in die zu untersuchende Substanz bzw. in das zu untersuchende Gewebe.
Besteht die Substanz aus nur einer einzigen Kernart (beispielsweise Protonen in reinem Wasser) und wird der HF-Anregungspuls mit einer Frequenz eingestrahlt, die exakt der Lamorfrequenz der Protonen entspricht (63,8 MHz bei 1,5 Tesla), so wird das gemessene FID- bzw. Echo-Signal der Wasserprotonen keine harmonischen/periodischen Anteile (Sinus- und Cosinus-förmige Komponenten) enthalten, da im (mit 63,8 MHz) rotierenden Bezugssystem keine Präzession/Rotation der transversalen Magnetisierung erfolgt. (Die Relativbewegung in Rotationsrichtung ist gleich Null). Messbar ist einzig und allein die Relaxations-bedingte exponentielle Verkürzung des transversalen Magnetisierungsvektors, die eine nichtmodulierte Exponentialfunktion darstellt (gestrichelte Kurve in 2A).
Weist der eingestrahlte HF-Anregungspuls eine Frequenz auf, die nicht exakt den Wasserprotonen entspricht (beispielsweise 63,8 MHz + 400 Hz), aber aufgrund seiner Pulsbreite dennoch eine Anregung der Protonen provoziert, so wird das gemessene FID- bzw. Echo-Signal, bei einer Referenzfrequenz für die Datenaufnahme gleich der Frequenz des HF-Impulses, einen harmonischen Anteil von 400 Hz enthalten, der – gemäß 2A – dem exponentiellen Relaxations-Abfall
aufmoduliert ist.
Im allgemeinen Fall wird die zu untersuchende Substanz bzw. das zu untersuchende Objekt (in der medizinischen in vivo Spektroskopie) zum einen nicht nur eine Kernart (1H, 31P, 13C), sondern mehrere zu analysierende Kernarten enthalten. Zum anderen werden die Kerne der gleichen Kernart aufgrund ihrer unterschiedlichen Einbindung in unterschiedliche Moleküle (unterschiedliche chemische Umgebung) relativ zueinander unterschiedliche Resonanzen (Lamorfrequenzen) aufweisen und sich als sogenannte Metabolite unterscheiden lassen.
Bei der (in vivo) Protonen-Spektroskopie beträgt der Resonanzbereich der Signale 10ppm bei ca. 63,8 MHz, die spektrale Breite in der (in vivo) Phosphor-Spektroskopie liegt bei ca. 30 ppm um 26 MHz und in der (in vivo) 13C-Spektroskopie sind die Resonanzen in den Spektren über einen Bereich von 200 ppm bei ca. 16 MHz verteilt (diese Angaben gelten für 1,5Tesla). Die Angabe der Resonanzfrequenzänderung δ relativ zur Systemfrequenz (HF-Mittenfrequenz ν₀) in ppm (parts per million) also in Millionstel der Resonanzfrequenz gemäß der Gleichung
ist vorteilhafterweise unabhängig von der Magnetfeldstärke.
Im allgemeinen Fall stellt das FID- bzw. Echo-Signal somit ein zeitlich abhängiges Antwortsignal dar – man spricht auch von einer "Signaldarstellung in der Zeitdomäne" – in dessen exponentiellen Verlauf sämtliche Resonanzen (ω_x, x∈N) der angeregten Kerne in den jeweiligen Metaboliten überlagert frequenz-kodiert auf moduliert sind.
Ein FID, welches gemäß 2A die Frequenzantwort nur eines einzigen Metaboliten enthält liefert gemäß 2B nur eine Resonanzlinie.
Ein FID, welches beispielsweise die Frequenzantworten dreier unterschiedlicher Metabolite enthält, ist in 3A dargestellt. Man sieht, dass das FID- bzw. Echo-Signal in 3A wesentlich komplexer kodiert ist, als das FID- bzw. Echo-Signal von 2A welches nur eine Frequenz aufweist. Diese Kodierung kann durch eine Fourier-Transformation aufgeschlüsselt und nach den jeweiligen Resonanzfrequenzen sortiert werden wodurch gemäß 3B ein drei-komponentiges Spektrum erhalten wird mit sogenannten Resonanzlinien bei ω₀, ω₁ und ω₂.
Die Fouriertransformierte des FID- bzw. des Echo-Signales (2B, 3B) bezeichnet man allgemein als Spektrum. Man spricht auch von einer "Signaldarstellung in der Frequenzdomäne".
Obwohl wie bereits erwähnt, das gyromagnetische Verhältnis γ (Gleichung (1)) eine unveränderliche Konstante der jeweiligen Atomkernart ist (z.B. für das Proton ist γ/2π = 42,577 MHz/T), beobachtet man jedoch in NMR-Experimenten, bei denen die untersuchten Atomkerne in unterschiedlichen Molekülen eingebaut sind, bei gleichem (konstantem) äußeren Magnetfeld geringfügig verschiedene Resonanzfrequenzen. Verantwortlich hierfür sind die Elektronen im Molekül, die die chemische Bindung bewirken. Sie schirmen das äußere (externe) Magnetfeld ab, so dass der Atomkern je nach Bindungszustand unterschiedliche Magnetfelder (B_K) "sieht", was die bereits erwähnte geringfügige Verschiebung der jeweiligen Resonanzfrequenz bewirkt und als "chemische Verschiebung δ_K" bezeichnet wird: BK = BO – δKBO (5)
In einem Molekülkomplex treten oft mehrere Resonanzlinien auf, die sich einzelnen Molekülgruppen zuordnen lassen. Quantitativ gibt man gemäß Gleichung (4) die chemische Verschiebung meist in ppm relativ zu einer Referenzlinie (ν_O) an.
Außer der chemischen Verschiebung beobachtet man oft auch noch eine Feinaufspaltung der Kernresonanzlinien in Form von Multiplett-Linien (Dubletts, Tripletts, Quartetts, etc.). Verantwortlich hierfür ist die Magnetische Wechselwirkung (Spin-Spin-Kopplung) zwischen den Kernen, die nicht über den Raum, sondern indirekt über die Elektronen der chemischen Bindung vermittelt wird. Zur Analyse von Spektren mit Feinstruktur benutzt man üblicherweise die Energiefunktion (Hamiltonoperator H ^) mit der Wechselwirkungsenergie J_kl (skalare Energie-Kopplungskonstante) zwischen den verschiedenen Spinzuständen
und

deren Eigenwerte und Eigenfunktionen entsprechend dem angenommenen Molekülmodell das gemessene Spektrum beschreiben müssen. Auf diese Weise wird vorzugsweise in der physikalischen Chemie und Biochemie die Strukturaufklärung von (Makro-) Molekülen realisiert. In der Medizin lassen sich typische Metabolite anhand ihres Spektrums in vivo nichtinvasiv nachweisen.
Dabei stellt eine geringe Empfindlichkeit hinsichtlich der Magnetresonanz bei Protonen und anderen Kernen (z.B. ¹⁹F, ²⁰³Tl, ²⁰⁵Tl, ³¹P) mit relativ großen magnetischen Momenten aufgrund der erzielbaren hohen Magnetfeldstärke moderner NMR-Geräte kein Problem mehr dar. Alle anderen NMR-aktiven Atomkernarten (mit Ausnahme von ³H) sind jedoch weitaus weniger NMR-sensitiv als die genannten Kerne, wobei deren Nachweisbarkeit durch geringes natürliches Vorkommen und lange Relaxationszeiten erschwert wird, weshalb Methoden zur Nachweisverbesserung bzw. Signalverstärkung in der (in vivo) NMR hohe Bedeutung zukommt.
Eine bekannte Klasse von Verfahren zur Nachweisverbesserung schwachsensitiver Atomkerne in der NMR-Spektroskopie basiert auf dem sogenannten Polarisationstransfer, bei dem durch Spin-Spin-Kopplung die für einen empfindlichen Kern maßgebende hohe Populationsdifferenz zweier oder mehrerer Energieniveaus auf das Spin-System eines koppelnden unempfindlichen Kerns übertragen wird.
Das Prinzip der Polarisationstransfer-basierten Nachweisverbesserung wird im Folgenden ausführlich erläutert:
Betrachtet wird vereinfachenderweise ein Zweispinsystem aus einem empfindlichen und einem unempfindlichen (schwachsensitiven) Kern, beispielsweise ¹H und ¹³C.
In einem Magnetfeld B_O vermögen solche Kerne (Spinquantenzahl ½) jeweils zwei diskrete Energiezustände einzunehmen. Die Änderung eines solchen Energieniveaus geht einher mit Aufnahme (Absorption) oder Abgabe (Emission) eines elektronischen Quants ħω = ΔE = γħB0 (7)
Die Besetzung der Energieniveaus in dem externen Magnetfeld B_O erfolgt entsprechend der Boltzmann-Statistik
Es ergibt sich ein Überschuss parallel zum Magnetfeld B_O ausgerichteter kernmagnetischer Momente.
Für den Besetzungsunterschied (Populationsdifferenz) zwischen zwei Zuständen E_q und E_p ist das gyromagnetische Verhältnis γ des betreffenden Kerns, der seine Spin-Einstellung beim Übergang E_p→E_q ändert, maßgebend. Für Zustände, die den Übergängen einer empfindlichen Kernart A (großes γ) angehören, resultiert ein größerer Besetzungsunterschied als für solche, die den Übergängen einer unempfindlichen Kernart X (kleines γ) angehören.
Die Besetzung im Termschema eines solchen AX-Systems bestehend aus einem stark sensitiven Kern (A) und einem schwach sensitiven Kern (X) ist in den 4A, 4B und 4C schematisch dargestellt.
4A zeigt den Gleichgewichtszustand, in dem die beiden untersten Energieniveaus (1) und (2) am stärksten besetzt sind (durch dicke Balken symbolisiert).
Gelingt es, durch eine (selektive) Populationsinversion für eine A-Linie (A1 oder A2) im NMR-Spektrum die betreffenden Spinpopulationen zu vertauschen, so gilt das Termschema von 4B das nun für die X-Übergänge verstärkte Absorption (X1) und verstärkte Emission (X2) zeigt, bzw. von 4C, wobei X1 verstärkte Emission und X2 verstärkte Absorption zeigt. In beiden Fällen (4B, 4C) ist durch selektive Populationsinversion zwischen den Zuständen (1) und (3) bzw. zwischen den Zuständen (2) und (4) das Besetzungsgleichgewicht gestört.
Die vorher für den empfindlichen Kern maßgebende der Signalintensität korrespondierende Populationsdifferenz gilt jetzt für den unempfindlichen Kern. Man bezeichnet dieses Phänomen als Polarisationstransfer, der zur Signalverstärkung NMR-unempfindlicher Atomkernarten (X) benutzt wird.
Von allgemeinstem Interesse ist dabei die Empfindlichkeitsverbesserung bei ¹H-gekoppelten Spektren unempfindlicher Kerne, wie beispielsweise ¹³C (aber auch ¹⁵N oder ²⁹Si), also die Intensitätssteigerung für XA_n-Spinsysteme mit
A = ¹H und X = ¹³C.
Das Energieniveaudiagramm eines CH-Spinsystems (n = 1) mit unterschiedlicher Kopplung ist in den 5A, 5B und 5C dargestellt.
5A zeigt die aufgrund unterschiedlicher C-H-Spin-Einstellungen möglichen vier Energieniveaus 1, 2, 3 und 4 ohne Kopplung an das externe Magnetfeld B_O, d.h. für die skalare Energie-Kopplungs-Konstante gilt J = O. Da in diesem Fall die ¹H-Übergänge 3→1 und 4→2 bzw. die ¹³C-Übergänge 2→1 und 4→3 energetisch gleich sind, resultieren im Spektrum jeweils nur eine ¹H- und eine ¹³C-Linie (keine Aufspaltung bzw. keine Hyperfeinstruktur).
Anders verhält es sich in den 5B und 5C, in denen eine energetische Kopplung der C-H-Spinzustände erfolgt, wobei im Falle von 5B die Energieniveaus der parallelen Spinzustände (⇈, ⇊) um J/4 angehoben und die der antiparallelen Spinzustände (⇅, ⇵) um J/4 gesenkt werden. Im Falle von 5C verhält es sich genau umgekehrt. Die Ankopplung um ±J/4 resultiert aus der Beziehung γ1H ≈ 4γ13C (9)und führt in jedem Fall zu jeweils zwei energetisch unterschiedlichen Übergängen der jeweiligen Atomkernart, was jeweils zu einer zweifachen Feinstruktur-Aufspaltung im Spektrum führt, d.h. jeweils zu zwei unmittelbar benachbarten Spektrallinien in Form eines Dubletts. Jede Kernspezies für sich erfährt dabei eine Gesamtenergieänderung von J.
Um die für den Polarisationstransfer und damit für die jeweilige zu bewirkende Signalverstärkung relevanten Populationsverhältnisse (relative Besetzungs- bzw. Übergangswahrscheinlichkeiten) zu berechnen, ist es sinnvoll, das Termschema der 4A und 4C genauer, d.h. quantitativ zu betrachten (siehe 6A, 6B, 6C).
In 6A besitzt das unterste Energieniveau eine Energie von
(diese ist proportional zur Besetzungswahrscheinlichkeit) während die anderen Energieniveaus in aufsteigender Reihenfolge Energien bzw. Besetzungswahrscheinlichkeiten von
besitzen entsprechend den jeweiligen gekoppelten Spinzuständen (αα = ⇈ = parallel zu B₀), (αβ = ⇅), (βα = ⇵), (ββ = ⇊ = antiparallel zu B₀).
Nach einer geeigneten (Spin-)Präparation des Systems durch Einstrahlen geeigneter elektromagnetischer Hochfrequenz-Pulse im Rahmen einer definierten Puls-Sequenz kann dem System gezielt Energie zugeführt werden und zwar so, dass die αβ-Kopplung in die energetisch höhere ββ-Kopplung umschlägt. Das System besitzt somit nach der Präparation vorzugsweise dem B_O-Feld parallele (αα = ⇈) und antiparallele (ββ = ⇊) Spin-Spin-Paare.
Addiert man der Übersichtlichkeit halber den Energieniveaus den konstanten Energiebetrag von
so erhält man die Energiezustände γ_H + γ_C, γ_H, γ_C und 0. Berücksichtigt man ferner das relative Verhältnis der Kernsensitivitäten von ¹H und ¹³C (γ_H = 4 und γ_C = 1) so ergeben sich für die Energieniveaus gemäß 6B Relativ-Werte von 5, 4, 1 und 0. Diese Werte entsprechen wie bereits erwähnt ebenso den relativen Besetzungswahrscheinlichkeiten bzw. den relativen Populationen, da das die Sensitivität charakterisierende magnetische Moment μ ⇀ sowohl die Unterschiede der Energieniveaus als auch die Besetzungswahrscheinlichkeiten (nach Boltzmann) definiert).
Wie man anhand 6B deutlich sieht, ist der Besetzungsunterschied der ¹³C-Übergänge im nicht angeregten System verhältnismäßig gering (Δ = 1 – 0 = +1; Δ = 5 – 4 = +1). Demgemäss besitzt das ¹³C-Dublett eine im Vergleich zum ¹H-Dublett geringe NMR-Signalintensität. Zwingt man das System jedoch durch Energietransfer in einen höher-energetischen Zustand (Ausrichtung der Spin-Paare antiparallel zu B_O) so entstehen Besetzungsunterschiede von ¹³C-Übergängen, die eine Emissions-Verstärkung von Δ = 1 – 4 = –3 sowie eine Absorptions-Verstärkung von Δ = 5 – 0 = +5 im Spektrum bewirken (6C).
Diese Signalverstärkung eines X-Dubletts im NMR-Spektrum (z.B. X = ¹³C) ist in 7A dargestellt. Die Einheit der Ordinate wurde willkürlich gewählt. Wichtig ist die deutliche Verstärkung der beiden X-Dublett-Linien.
Die Erweiterung auf ein 3-atomiges AX-Spinsystem (z.B. auf eine CH₂-Gruppe) führt zu einem weitaus komplexeren Termschema der Energieniveaus und – wie gezeigt werden kann – zu einem X-Triplett mit den relativen Intensitäten (1)-(2)-(1) im Spektrum (7B). Eine Signalverstärkung führt bei diesem System zu Werten von (–7)-(2)-(9).
Die Intensitätssteigerung, die man für die allgemeine Erweiterung auf A_nX-Spinsysteme (A = ¹H, X = ¹³C) erhält, kann gemäß der 8A und 8B durch Vergleich mit dem Pascal'schen Zahlendreieck ermittelt werden.
Dargestellt sind Linienzahl und relative Intensitäten für ein X-Multiplett einer A_nX-Gruppe (A = ¹H) bei Boltzmann-Verteilung (8A) sowie nach Populationsinversion (8B). Das jeweilige Dreieck erhält man durch Kombinatorik der (ganzzahligen) Energieniveau-Übergänge des zugrundeliegenden Termschemas.

Die Präparation des Spin-Systems und damit die Realisierung des Polarisationstransfers kann mit Hilfe unterschiedlicher HF-Puls-Sequenzen erfolgen. Am bekanntesten ist das INEPT-Verfahren (Insensitive Nuclei Enhanced by Polarization Transfer, Morris, Freeman, J. Am. Chem. Soc. 101, 760-762 (1979)).

Weitere Verfahren sind beispielsweise Refocussed-INEPT, DEPT (Distortionless Enhancement by Polarization Transfer), SINEPT, etc.

Generell beruhen alle diese Verfahren – wie später ausführlicher erläutert wird – auf der gleichzeitigen Applizierung (Einstrahlung) von HF-Pulsen auf den unterschiedlichen Frequenzen der beteiligten Kernarten (also z.B. ¹H, ¹³C). Daraus ergibt sich der Nachteil, dass NMR-Geräte, die nicht in der Lage sind, auf den verschiedenen Frequenzen der beteiligten Kerne gleichzeitig zu senden, auch nicht in der Lage sind, NMR-Experimente mit Polarisationstransfer durchzuführen.

In DE 196 10 278 A1 ist die Kombination von Verfahren offenbart, welche mit Lokalisationsmethoden schwach sensitive Kerne derart verstärkt beobachten, dass diese Verfahren lokalisiert betrieben werden können. Eine solche gewünschte Lokalisierung macht allerdings eine zeitliche Trennung von normalerweise gleichzeitig applizierten HF-Pulsen notwendig. Zwar werden eine sequentielle DEPT-Sequenz und eine sequentielle INEPT-Sequenz mit Lokalisierung beschrieben, eine sequentielle refokussierte INEPT-Sequenz ist jedoch nicht offenbart.

US 6 046 588 A offenbart ebenso Lokalisationsverfahren und zwar unterschiedliche Versionen indirekter Methoden unter Verwendung von Polarisations-Transfer, wobei bei diesen Experimenten immer die Protonensignale detektiert werden. Jedoch wird auch hier keine sequentielle, refokussierte INEPT-Sequenz und auch keine sequentielle DEPT-Sequenz offenbart.

In "H. Watanabe et al., "In vivo 3D localized 13C spectroscopy using modified INEPT and DEPT", J.Magn.Res. 134 (1998), S. 214-222" werden (analog zu DE 196 10 278 A1 ) ebenfalls lokalisierte Versionen von INEPT- und DEPT-Sequenzen – sogenannte LINEPT- und LODEPT-Sequenzen – offenbart, die jedoch auch kein sequentielles, refokussiertes INEPT Verfahren realisieren.

Aufgabe der vorliegenden Erfindung ist es daher, ein Verfahren bereitzustellen, sowie ein Gerät, welches zur Durchführung dieses Verfahrens geeignet ist, welches NMR-Experimente mit Polarisationstransfer ermöglicht ohne die gleichzeitige Applizierung von HF-Pulsen unterschiedlicher Frequenz.

Diese Aufgabe wird gemäß der vorliegenden Erfindung durch die Merkmale des unabhängigen Anspruchs gelöst. Die abhängigen Ansprüche bilden den zentralen Gedanken der Erfindung in besonders vorteilhafter Weise weiter.

Erfindungsgemäß wird ein Verfahren beansprucht zur Nachweisverbesserung einer schwach-sensitiven Atomkern-Art (A) in der NMR-Spektroskopie basierend auf Polarisationstransfer unter Beteiligung einer NMR-aktiven stark-sensitiven Atomkern-Art (X), wobei alle einzustrahlenden HF-Pulse sequentiell, d.h. mit definiertem Zeitabstand zueinander, eingestrahlt werden, so dass zu keinem Zeitpunkt der Sequenz (Frequenz-) unterschiedliche HF-Pulse gleichzeitig bzw. überlappend eingestrahlt werden, und wobei die sequentielle Abfolge der HF-Pulse einen Polarisationstransfer der beiden beteiligten Atomkernarten (A), (X) realisiert.

Ferner modifiziert die erfindungsgemäße HF-Pulsabfolge eine refokussierte INEPT-Sequenz und weist die folgenden Schritte auf:

– Einstrahlen eines ersten A-selektiven 90_x°(A)-HF-Puls zur Anregung der stark sensitiven Kernart (A),
– Einstrahlen eines zweiten A-selektiven 180_x°(A)-HF-Puls nach einer Zeit τ₁ ab Mitte des ersten HF-Pulses,
– Einstrahlen eines dritten X-selektiven 180_x°(X)-HF-Puls nach der Zeit τ₂ ab Mitte des zweiten HF-Pulses,
– Einstrahlen eines vierten A-selektiven 90_y°(A)-HF-Puls nach der Zeit τ₃ ab Mitte des dritten HF-Pulses
– Einstrahlen eines fünften X-selektiven 90_x°(X)-HF-Puls nach der Zeit τ₂₂ ab Mitte des vierten HF-Pulses,
– Einstrahlen eines sechsten X-selektiven 180_x°(X)-HF-Puls nach der Zeit τ₄ ab Mitte des fünften HF-Pulses
– Einstrahlen eines siebten A-selektiven 180_x°(A)-HF-Puls nach einer Zeit τ₂₃ ab Mitte des sechsten HF-Pulses,
– Akquirieren der X-Kernresonanzsignale durch Auslesen des FID-Signales nach einer Zeit τ₅ ab Mitte des siebten HF-Pulses

dadurch gekennzeichnet,
dass gilt: τ3 = τ1 + τ2, τ4 = 1/6J, τ5 = τ4 + τ23

Weiterhin vorteilhaft ist das τ₁ Zeitintervall erfindungsgemäß wie folgt charakterisiert:
τ₁ = 1/4J, wobei J die XA-Kopplungskonstante darstellt.

Ferner beinhaltet die vorliegende Erfindung die obige Modifizierung von Pulssequenzen bei der Betrachtung der Kopplung für ein beliebiges X-Multiplett einer A_nX-Gruppe, wobei n = 1, 2, 3, ... ist.

Vorteilhafterweise stellt die stark-sensitive Atomkernart (A) ¹H-Kerne sowie die schwach-sensitive Atomkernart (X) ¹³C-Kerne dar.

Ferner wird ein Gerät beansprucht welches zur Durchführung eines Verfahrens gemäß den Ansprüchen 1 bis 6 geeignet ist.

Weitere Vorteile, Merkmale und Eigenschaften der vorliegenden Erfindung werden nun anhand von Ausführungsbeispielen bezugnehmend auf die beiliegenden Zeichnungen näher erläutert.
1 zeigt eine schematische Darstellung eines Kernspin-Tomographie-Gerätes,
2A zeigt in Form eines FID-Signals den zeitlichen Verlauf der Quermagnetisierung, der durch eine einzelne Resonanz charakterisiert ist,
2B zeigt das zu 2A zugehörige durch Fouriertransformation erzeugte Frequenzspektrum,
3A zeigt ein FID-Signal, welches drei Resonanzen enthält,
3B zeigt das zu 3A zugehörige Frequenzspektrum mit den drei Resonanzlinien,
4A zeigt ein vereinfachtes Termschema eines AX-Systems aus einem empfindlichen Kern (A) und einem unempfindlichen Kern (X) im Gleichgewichtszustand,
4B zeigt das AX-Termschema im gestörten Gleichgewicht nach selektiver Populationsinversion zwischen den Zuständen (1) und (3),
4C zeigt das AX-Termschema im gestörten Gleichgewicht nach selektiver Populationsinversion zwischen den Zuständen (2) und (4),
5A zeigt das Energieniveau-Diagramm eines CH-Spinsystems ohne Kopplung,
5B zeigt das Energievineau-Diagramm eines CH-Spinsystems mit positiver Kopplung (J > 0),
5C zeigt das Energievineau-Diagramm eines CH-Spinsystems mit negativer Kopplung (J < 0),
6A zeigt eine quantitative Betrachtung des Termschemas nach 4A,
6B zeigt das Termschema nach 4A bzw. 6A in einer übersichtlichen Darstellung der relativen Besetzungswahrscheinlichkeiten,
6C zeigt im Termschema nach 4C quantitativ die Auswirkung des Polarisationstransfers auf die Signalverstärkung,
7A zeigt die Signalverstärkung eines X-Dubletts im NMR-Spektrum,
7B zeigt die Signalverstärkung eines X-Tripletts im NMR-Spektrum,
8A zeigt das Pascal'sche Zahlendreieck der relativen Intensitäten eines Multipletts bei Boltzmann-Verteilung,
8B zeigt das Pascal'sche Zahlendreieck der relativen Intensitäten eines Multipletts nach Populationsinversion,
9A zeigt die HF-Pulsfolge des INEPT-Verfahrens für ein AX-System (¹H, ¹³C),
9B zeigt die Auswirkung der HF-Puls-Sequenz nach 9A auf die A-Magnetisierung im Vektordiagramm (Vektordiagramm der Protonen),
10 zeigt eine erfindungsgemäße Modifizierung der HF-Pulsfolge beim refokussierten INEPT-Verfahren für ein AX-System.
Die Verfahren der klinischen MR-Spektroskopie unterscheiden sich von denen der herkömmlichen MR-Tomographie im wesentlichen nur dadurch, dass zusätzlich zur Ortsauflösung auch die chemische Verschiebung bzw. die Hyperfeinstruktur aufgelöst werden soll. Dies kann mit konventionellen Kernspintomographiegeräten realisiert werden, weshalb diese in der klinischen MR-Spektroskopie vorzugsweise eingesetzt werden und das erfindungsgemäße Verfahren – die Modifizierung von NMR-Experimenten, die einen Polarisationstransfer zur Nachweisverbesserung unempfindlicher Kerne benutzen – hauptsächlich auch in solchen implementiert werden soll. Es sei jedoch darauf hingewiesen, dass das erfindungsgemäße Verfahren auch bei vereinzelt entwickelt und eingesetzten Hochfeld-In-Vivo-Systemen (derzeit bis 7 Tesla) sowie bei hochauflösenden MR-Spektrometern angewendet werden kann.
1 zeigt eine schematische Darstellung eines Kernspin-Tomographiegerätes mit dem klinische MR-Spektroskopiemessungen durchgeführt werden können und mit dem die Realisierung modifizierter Sequenzen zur Polarisationstransferbasierten Nachweisverbesserung gemäß der vorliegenden Erfindung möglich ist. Der Aufbau des Kernspintomographiegerätes entspricht dabei dem Aufbau eines herkömmlichen Tomographiegerätes. Ein Grundfeldmagnet 1 erzeugt ein zeitlich konstantes starkes Magnetfeld zur Polarisation bzw. Ausrichtung der Kernspins im Untersuchungsbereich eines Objektes, wie z.B. eines zu untersuchenden Teiles eines menschlichen Körpers. Die für die Kernspinresonanzmessung erforderliche hohe Homogenität des Grundmagnetfeldes ist in einem kugelförmigen Messvolumen M definiert, in das die zu untersuchenden Teile des menschlichen Körpers eingebracht werden. Zur Unterstützung der Homogenitätsanforderungen und insbesondere zur Eliminierung zeitlich invariabler Einflüsse werden an geeigneter Stelle sogenannte Shim-Bleche aus ferromagnetischem Material angebracht. Zeitlich variable Einflüsse werden durch Shim- Spulen 2 eliminiert, die durch eine Shim-Stromversorgung angesteuert werden.
In den Grundfeldmagneten 1 ist ein zylinderförmiges Gradientenspulensystem 3 eingesetzt, das aus drei Teilwicklungen besteht. Jede Teilwicklung wird von einem Verstärker mit Strom zur Erzeugung eines linearen Gradientenfeldes in die jeweilige Richtung des kartesischen Koordinatensystems versorgt. Die erste Teilwicklung des Gradientenfeldsystems 3 erzeugt dabei einen Gradienten des Magnetfeldes in x-Richtung (G_x), die zweite Teilwicklung eines Gradienten in y-Richtung (G_y) und die dritte Teilwicklung einen Gradienten in z-Richtung (G_z). Jeder Verstärker umfasst einen Digital-Analog-Wandler, der von einer Sequenzsteuerung 18 zum zeitrichtigen Erzeugen von Gradientenimpulsen angesteuert wird.
Innerhalb des Gradientenfeldsystems 3 befindet sich eine Hochfrequenzantenne 4, die die von einem Hochfrequenzleistungsverstärker 23 abgegebene Hochfrequenzpulse in ein elektro-magnetisches Wechselfeld zur Anregung der Kerne und Ausrichtung der Kernspins des zu untersuchenden Objektes bzw. des zu untersuchenden Bereiches des Objektes umsetzt. Von der Hochfrequenzantenne 4 wird auch das von den präzedierenden Kernspins ausgehende Wechselfeld, d.h. in der Regel die von einer Pulssequenz aus einem oder mehreren Hochfrequenzpulsen und einem oder mehreren Gradientenpulsen hervorgerufenen Kernspinechosignale, in eine Spannung umgesetzt, die über einen Verstärker 7 einem Hochfrequenz-Empfangskanal 8 eines Hochfrequenzsystems 22 zugeführt wird. Das Hochfrequenzsystem 22 umfasst weiterhin einen Sendekanal 9, in dem die Hochfrequenzpulse für die Anregung der magnetischen Kernresonanz erzeugt werden. Dabei werden die jeweiligen Hochfrequenzpulse auf Grund einer vom Anlagenrechner 20 vorgegebenen Pulssequenz in der Sequenzsteuerung 18 digital als Folge komplexer Zahlen dargestellt. Diese Zahlenfolge wird als Real- und als Imaginäranteil über jeweils einen Eingang 12 einem Digital-Analog-Wandler im Hochfrequenzsystem 22 und von diesem einem Sendekanal 9 zugeführt. Im Sendekanal 9 werden die Pulssequenzen einem Hochfrequenz-Trägersignal auf moduliert, dessen Basisfrequenz der Resonanzfrequenz der Kernspins im Messvolumen entspricht.
Die Umschaltung von Sende- auf Empfangsbetrieb erfolgt über eine Sende-Empfangsweiche 6. Die Hochfrequenzantenne 4 strahlt die Hochfrequenzpulse zur Anregung der Kernspins in das Messvolumen M ein und tastet resultierende Echosignale ab. Die entsprechend gewonnenen Kernresonanzsignale werden im Empfangskanal 8 des Hochfrequenzsystems 22 phasenempfindlich demoduliert und über einen jeweiligen Analog-Digital-Wandler in Realteil und Imaginärteil des Messsignals umgesetzt. Durch einen Bildrechner 17 wird aus den dergestalt gewonnenen Messdaten ein Bild bzw. ein Spektrum rekonstruiert. Die Verwaltung der Messdaten, der Bilddaten und der Steuerprogramme erfolgt über den Anlagenrechner 20. Auf Grund einer Vorgabe mit Steuerprogrammen kontrolliert die Sequenzsteuerung 18 die Erzeugung der jeweils gewünschten Pulssequenzen und das entsprechende Abtasten des k-Raumes. Insbesondere steuert die Sequenzsteuerung 18 dabei das zeitrichtige Schalten der Gradienten, das Aussenden der Hochfrequenzpulse mit definierter Phase und Amplitude sowie den Empfang der Kernresonanzsignale. Die Zeitbasis für das Hochfrequenzsystem 22 und die Sequenzsteuerung 18 wird von einem Synthesizer 19 zur Verfügung gestellt. Die Auswahl entsprechender Steuerprogramme zur Erzeugung eines Kernspinbildes sowie die Darstellung des erzeugten Kernspinbildes erfolgt über ein Terminal 21, das eine Tastatur sowie einen oder mehrere Bildschirme umfasst.
Mit dem eben beschriebenen MRT-Gerät können die unterschiedlichsten MR-Spektroskopie-Sequenzen generiert und MR-spektroskopische Lokalisationsverfahren in der klinischen Anwendung realisiert werden. Das beschriebene MRT-Gerät soll gemäß der vorliegenden Erfindung in der Lage sein, Pulssequenzen zu generieren, bei denen sich einzustrahlende HF- Pulse unterschiedlicher Frequenzen zeitlich gesehen nicht überlappen.
Dies betrifft insbesondere NMR-Experimente, die einen Polarisationstransfer zur Signalverstärkung unempfindlicher Kerne benutzen.
Derartige Verfahren zielen darauf ab, gekoppelte Spin-Systeme unterschiedlich sensitiver Kernarten (CH, CH₂, NH, NH₂, ...) energetisch so zu präparieren, dass die schwach-sensitive Kernart vermehrte Übergänge und damit verstärkte Emission und/oder Absorption zeigt, was zu einer deutlichen Signalerhöhung dieser Kernart im NMR-Spektrum führt.
Das derzeit bekannteste Verfahren dieser Art ist INEPT (Insensitive Nuclei Enhanced by Polarization), dessen zugrundeliegende HF-Pulsfolge für ein AX-System in 9A dargestellt ist. Die Wirkung der HF-Pulsfolge auf das AX-System wird im Folgenden anhand der Vektordiagramme von 9B schrittweise erläutert:
In den Vektordiagrammen von 9B ist stets nur die A-Magnetisierung im rotierenden Bezugssystem (x, y, z) dargestellt (Rotationsfrequenz ν = ν_A). Durch den 90 0 / x-Anregungspuls (a) wird der Magnetisierungsvektor der Kerne A in die x-y-Ebene geklappt. Aufgrund der Spin-Spin-Kopplung mit der unempfindlichen Kernart X erfährt die Quermagnetisierung des Kernes A eine Aufspaltung in zwei sich energetisch unterscheidende Dublettvektoren, die als solche in B_O unterschiedliche Präzession zeigen. Nach einer Zeit τ = 1/4J besteht zwischen den beiden Dublettvektoren eine Phasendifferenz von 90° (b). Der 180 0 / x-Impuls im A-Bereich spiegelt die beiden A-Vektoren an der x-Achse, wobei deren Drehsinn erhalten bleibt.
Der 180 0 / x-Impuls im X-Bereich klappt alle X-Spins um 180° um, so dass die Spin-Spin-Kopplung im AX-System invertiert wird, was zu einer Umkehrung der Präzessionsrichtung der beiden Dubplett-Vektoren führt (c), da diese nun an das invertierte X-Magnetfeld koppeln. Die Umkehrung der Drehrichtung beider Dublett-Vektoren führt dazu, dass nach der Zeit 2τ (seit Einstrahlung des 90 0 / x-Impulses) der Zustand (d) erreicht wird, in dem beide A-Vektoren entgegengesetzte Richtungen aufweisen. Ein 90 0 / y-Impuls invertiert die Magnetisierung für eine A-Linie (e), was einer selektiven Populationsinversion entspricht (Es erfolgt eine Besetzungserhöhung der zu B_O antiparallelen AX-Spinzustände).
Die Polarisation des Spinsystems wird schließlich durch einen 90°-Puls im Frequenzbereich des unempfindlichen Kerns X nachgewiesen, dessen NMR-Linien nun verstärkte Emission und Absorption zeigen. Dabei ist es unerheblich, wo in der x-y-Ebene der Magnetisierungsvektor der X-Kerne zu liegen kommt; in 9A erfolgt z.B. ein Flippen der X-Magnetisierung in y-Richtung (nicht dargestellt) durch einen 90 0 / x-Puls, und anschließendes Auslesen des FID-Signals (genauso gut möglich wäre z.B. ein 90 0 / y-Puls).
Eine Variante des INEPT-Verfahrens stellt das "Refokussierte INEPT"-Verfahren dar, bei dem der Sequenz von 9A eine zusätzliche Spin-Echo-Sequenz angehängt wird (für ein Dublett beispielsweise τ₂ – 180 0 / x(A, X) – τ₂ mit τ₂ = 1/4J).
Die X-Resonanz kann dann als positiv polarisiertes Dublett nachgewiesen werden. Da die Evolutionszeit der Pulsfolge bei Refokussiertem-INEPT auf der AX-Kopplung basiert, muss diese zunächst geschätzt werden, wenn J(A, X) nicht bekannt ist.
Eine andere Polarisationstransfer-Methode zur Nachweisverbesserung, die weniger empfindlich für die Wahl der A,X-Kopplung ist und die X-Multipletts ohne Artefakte bezüglich relativer Intensität und Linienzahl liefert, stellt das DEPT-Verfahren dar (Distortionless Enhancement by Polarization Transfer).
Allen Verfahren gemeinsam ist – außer der Modulation der Quermagnetisierung des empfindlichen Kerns (A) durch eine Kopplung zum unempfindlichen Kern (X) – die (mehrmalige) gleichzeitige Applizierung von HF-Pulsen (Kombination von 180°-, 90°- oder θ-Pulsen) im A- und im X-Bereich.
Mit NMR-Geräten (Tomographen oder Spektrometer), die die gleichzeitige HF-Puls-Applizierung unterschiedlicher Frequenzbereiche nicht zu leisten vermögen, können derzeit keine Polarisationstransfer-basierten Signalverbesserungsverfahren durchgeführt werden.
Gemäß der vorliegenden Erfindung wird daher vorgeschlagen, die HF-Pulssequenz des refokussierten INEPT-Verfahrens bzw. des DEPT-Verfahrens so zu modifizieren, dass sich einzustrahlende HF-Pulse zeitlich gesehen nicht überschneiden bzw. überlappen.
Am Beispiel der refokussierten INEPT-Sequenz bedeutet dies die Einführung neuer HF-Puls-Zeitintervalle τ₁, τ₂, τ₃, τ₂₂ τ₄, τ₂₃ und τ₅ die den korrekten Präzessionsverläufen der Kernartspezifischen Magnetisierungsvektoren Rechnung tragen.
10 zeigt ein solches erfindungsgemäßes Sequenzschema für ein ¹H-¹³C-System:
90 0 / x(¹H) – τ₁ – 180 0 / x(¹H) – τ₂ – 180 0 / x(¹³C) – τ₃ – 90 0 / y(¹H) – τ₂₂ – 90 0 / x(¹³C) – τ₄ – 180 0 / x(¹³C) – τ₂₃ – 180 0 / x(¹H) – τ₅ – Signalakquirierung,
wobei das erste Zeitintervall τ₁ zwischen 90°-Puls und 180°-Inversion nach wie vor von der ¹H-¹³C-Kopplung bestimmt wird: τ1 = 1/4J (10)
Der 180°-Inversions-Puls für das ¹H-Spinsystem beginnt jedoch erst nach τ₂, d. h. nach Beendigung der 180 0 / x(¹H)-Puls-Einstrahlung, wobei dieses Zeitintervall τ₂ zumindest jeweils die Hälfte der Impulsbreite beider 180°-Pulse umfassen muss. Dieses neue Zeitintervall τ₂ führt zu einer Verlängerung/Änderung des Zeitintervalls τ₃ zwischen den beiden Präparationspulsen des ¹H-Spinsystems 180 0 / x(¹H) – 90 0 / y(¹H), da die während τ₂ in gleicher Richtung fortschreitende Präzession der ¹H-Vektoren wieder rückgängig gemacht werden muss. Insofern muss gelten: τ3 = τ1 + τ2 = 1/4J + τ2 (11)
Der Zeitabschnitt τ₂₂ wiederum muss zumindest jeweils die Hälfte der beiden letzten 90°-Pulse betragen. Es schließt sich die Zeit τ₄ an, die von der Zahl der Protonen abhängt (z.B. sollte gelten τ₄ = 1/6J wenn das Spektrum alle Multipletts aufweisen soll).
Der Zeitabschnitt τ₂₃ wiederum muss zumindest jeweils die Hälfte der beiden letzten 180°-Pulse betragen.
Nach dem Zeitabschnitt τ₅ = τ₄ + τ₂₃ nach dem letzten 180°(¹H)-Puls wird schließlich das FID-Signal akquiriert.
Insgesamt stellt die Summe der Zeiten τ₁, τ₂, τ₃, τ₂₂, τ₄, τ₂₃ und τ₅ die Mindest-Zeitintervalle zwischen allen beteiligten HF-Pulsen dar, die größtenteils durch die System-Hardware definiert werden und dafür sorgen, dass keine zeitliche Überlappung von HF-Pulsen im Experiment erfolgt. Es sei zu erwähnen, dass sämtliche Pulse – wie in allen Sequenzdiagrammen ersichtlich – eine gewisse Breite aufweisen und somit schon kurz vor Verstreichen des entsprechenden Zeitintervalles eingestrahlt werden müssen. Die Zeitintervalle definieren somit den Abstand der Pulse von Pulsmitte zu Pulsmitte.
Ein solches "timing" kann auf andere Polarisations-Methoden wie SINEPT und DEPT übertragen werden und ermöglicht deren Realisierung auf NMR-Geräten, die nicht mit einer "Multi-Nuclei-Option" ausgestattet sind, d.h. die nicht gleichzeitig auf den verschiedenen Frequenzen der beteiligten Kerne senden können.
Typische Messparameter für das timing einer Sequenz gemäß 10 sind ca. 1200 μs für die Pulslänge der 180°-Pulse, während das Mindestintervall zwischen zwei HF-Pulsen (Breite der gestrichelten Linien in 10) ca. 100 μs beträgt, so dass sich ein τ₂-Intervall von ca. 1300 μs ergibt. Dieses τ₂-Intervall muss – wie bereits erläutert – im darauffolgenden Abschnitt τ₃ berücksichtigt werden.

Claims

Verfahren zur Nachweisverbesserung einer schwachsensitiven Atomkern-Art (A) in der NMR-Spektroskopie basierend auf Polarisationstransfer unter Beteiligung einer NMR-aktiven stark-sensitiven Atomkern-Art (X), wobei alle einzustrahlenden HF-Pulse sequentiell, d.h. mit definiertem Zeitabstand zueinander, eingestrahlt werden, so dass zu keinem Zeitpunkt der Sequenz (Frequenz-) unterschiedliche HF-Pulse gleichzeitig bzw. überlappend eingestrahlt werden, und wobei die sequentielle Abfolge der HF-Pulse einen Polarisationstransfer der beiden beteiligten Atomkernarten (A), (X) realisiert, und wobei ferner die HF-Pulsabfolge eine refokussierte INEPT-Sequenz modifiziert und die folgenden Schritte aufweist: – Einstrahlen eines ersten A-selektiven 90_x°(A)-HF-Pulses zur Anregung der stark sensitiven Kernart (A), – Einstrahlen eines zweiten A-selektiven 180_x°(A)-HF-Pulses nach einer Zeit τ₁ ab Mitte des ersten HF-Pulses, – Einstrahlen eines dritten X-selektiven 180_x°(X)-HF-Pulses nach der Zeit τ₂ ab Mitte des zweiten HF-Pulses, – Einstrahlen eines vierten A-selektiven 90_y°(A)-HF-Pulses nach der Zeit τ₃ ab Mitte des dritten HF-Pulses, – Einstrahlen eines fünften X-selektiven 90_x°(X)-HF-Pulses nach der Zeit τ₂₂ ab Mitte des vierten HF-Pulses, – Einstrahlen eines sechsten X-selektiven 180_x°(X)-HF-Pulses nach der Zeit τ₄ ab Mitte des fünften HF-Pulses, – Einstrahlen eines siebten A-selektiven 180_x°(A)-HF-Pulses nach einer Zeit τ₂₃ ab Mitte des sechsten HF-Pulses, – Akquirieren der X-Kernresonanzsignale durch Auslesen des FID-Signales nach einer Zeit τ₅ ab Mitte des siebten HF-Pulses, dadurch gekennzeichnet, dass gilt: τ3 = τ1 + τ2, τ4 = 1/6J, τ5 = τ4 + τ23.
Verfahren nach Anspruch 1, dadurch gekennzeichnet, dass τ₁ = 1/4J, wobei J die XA-Kopplungskonstante darstellt.
Verfahren nach einem der Ansprüche 1 bis 2, dadurch gekennzeichnet, dass die Kopplung für das X-Multiplett einer A_nX-Gruppe betrachtet wird, wobei n = 1, 2, 3, ... ist.
Verfahren nach einem der Ansprüche 1 bis 3, dadurch gekennzeichnet, dass die stark-sensitive Atomkernart (A) ¹H-Kerne darstellt.
Verfahren nach einem der Ansprüche 1 bis 4, dadurch gekennzeichnet, dass die schwach-sensitive Atomkernart (X) ¹³C-Kerne darstellt.
Gerät mit Mitteln zur Durchführung eines Verfahrens gemäß einem der Ansprüche 1 bis 5.