JPH0351171B2 - - Google Patents
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- JPH0351171B2 JPH0351171B2 JP61140459A JP14045986A JPH0351171B2 JP H0351171 B2 JPH0351171 B2 JP H0351171B2 JP 61140459 A JP61140459 A JP 61140459A JP 14045986 A JP14045986 A JP 14045986A JP H0351171 B2 JPH0351171 B2 JP H0351171B2
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- frequency
- signal
- sweep
- magnetic field
- magnetization
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- A—HUMAN NECESSITIES
- A61—MEDICAL OR VETERINARY SCIENCE; HYGIENE
- A61B—DIAGNOSIS; SURGERY; IDENTIFICATION
- A61B10/00—Instruments for taking body samples for diagnostic purposes; Other methods or instruments for diagnosis, e.g. for vaccination diagnosis, sex determination or ovulation-period determination; Throat striking implements
-
- G—PHYSICS
- G01—MEASURING; TESTING
- G01R—MEASURING ELECTRIC VARIABLES; MEASURING MAGNETIC VARIABLES
- G01R33/00—Arrangements or instruments for measuring magnetic variables
- G01R33/20—Arrangements or instruments for measuring magnetic variables involving magnetic resonance
- G01R33/44—Arrangements or instruments for measuring magnetic variables involving magnetic resonance using nuclear magnetic resonance [NMR]
- G01R33/446—Multifrequency selective RF pulses, e.g. multinuclear acquisition mode
-
- G—PHYSICS
- G01—MEASURING; TESTING
- G01N—INVESTIGATING OR ANALYSING MATERIALS BY DETERMINING THEIR CHEMICAL OR PHYSICAL PROPERTIES
- G01N24/00—Investigating or analyzing materials by the use of nuclear magnetic resonance, electron paramagnetic resonance or other spin effects
- G01N24/08—Investigating or analyzing materials by the use of nuclear magnetic resonance, electron paramagnetic resonance or other spin effects by using nuclear magnetic resonance
-
- G—PHYSICS
- G01—MEASURING; TESTING
- G01R—MEASURING ELECTRIC VARIABLES; MEASURING MAGNETIC VARIABLES
- G01R33/00—Arrangements or instruments for measuring magnetic variables
- G01R33/20—Arrangements or instruments for measuring magnetic variables involving magnetic resonance
- G01R33/28—Details of apparatus provided for in groups G01R33/44 - G01R33/64
- G01R33/32—Excitation or detection systems, e.g. using radio frequency signals
- G01R33/36—Electrical details, e.g. matching or coupling of the coil to the receiver
- G01R33/3607—RF waveform generators, e.g. frequency generators, amplitude-, frequency- or phase modulators or shifters, pulse programmers, digital to analog converters for the RF signal, means for filtering or attenuating of the RF signal
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- G—PHYSICS
- G01—MEASURING; TESTING
- G01R—MEASURING ELECTRIC VARIABLES; MEASURING MAGNETIC VARIABLES
- G01R33/00—Arrangements or instruments for measuring magnetic variables
- G01R33/20—Arrangements or instruments for measuring magnetic variables involving magnetic resonance
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- G01R33/48—NMR imaging systems
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- Magnetic Resonance Imaging Apparatus (AREA)
Description
【発明の詳細な説明】
発明の背景
この発明は核磁気共鳴（NMR）によるサンプ
ルの検査、更に具体的に云えば、検査するサンプ
ルで散逸される無線周波（RF）電力を最小限に
抑える様に、非線形の断熱高速通過（AFP）に
よつて磁化を反転する新規な方法に関する。
ルの検査、更に具体的に云えば、検査するサンプ
ルで散逸される無線周波（RF）電力を最小限に
抑える様に、非線形の断熱高速通過（AFP）に
よつて磁化を反転する新規な方法に関する。
サンプルの人間が観察し得る像を作る為に利用
し得る反転回復、スピンエコー等の様な多くの
NMR手法は、磁化Ｍベクトルの反転を必要とす
る。NMRの磁化の反転は、NMRの共鳴周波数
又はラーモア周波数で、180゜の又はπラジアンの
RFパルスを印加することによつて行なうのが普
通である。然し、180゜反転パルスを使うには、最
終的な像の歪みを比較的小さくしようとすれば、
静磁界及びRF磁界の両方に高度の均質性が必要
である。断熱高速通過（AFP）と呼ぶ磁化ベク
トルの反転を行なう手法は、一般的に、静磁界
B0又はRF磁界B1の一方又は両方に於ける非均質
性にそれ程影響されない様な磁化の反転を生ずる
ことが出来ることがよく知られている。AFP反
転手法は、1946年にブロツホが最初に述べた条件 B1／T2＜＜（dB0／dt）＜＜γB1 2 (1) （こゝでT2はスピン−スピン緩和時間、γは
作像する原子核種目の磁気回転比）を充たしなが
ら、静磁界の大きさB0又はRF磁界の瞬時周波数
ωの何れか一方を共鳴状態を通るように線形に掃
引しながら、強いRFパルスを印加する。AFPを
使うと、多くのNMR手順で精度の余裕が増加す
る。然し、AFP手法は、180゜RFパルスによつて
磁化の反転を行なうのに必要な電力の大きさに較
べて、10倍以上も多くのRF電力をサンプルに投
入することを必要とし、この為、比較的影響を受
け易い生体組織のサンプルに対するNMR実験で
は、真剣に考えられていない。特にNMR医療用
作像装置では、静磁界の大きさB0を掃引するこ
とが比較的困難であるから、断熱高速通過による
磁化ベクトルの反転にはRF周波数の掃引を使う
ことが望まし。これは、静磁界B0又はRF磁界B1
の非均質性に比較的影響されないだけでなく、所
要のRF電力の大きさを最小限に抑える。
し得る反転回復、スピンエコー等の様な多くの
NMR手法は、磁化Ｍベクトルの反転を必要とす
る。NMRの磁化の反転は、NMRの共鳴周波数
又はラーモア周波数で、180゜の又はπラジアンの
RFパルスを印加することによつて行なうのが普
通である。然し、180゜反転パルスを使うには、最
終的な像の歪みを比較的小さくしようとすれば、
静磁界及びRF磁界の両方に高度の均質性が必要
である。断熱高速通過（AFP）と呼ぶ磁化ベク
トルの反転を行なう手法は、一般的に、静磁界
B0又はRF磁界B1の一方又は両方に於ける非均質
性にそれ程影響されない様な磁化の反転を生ずる
ことが出来ることがよく知られている。AFP反
転手法は、1946年にブロツホが最初に述べた条件 B1／T2＜＜（dB0／dt）＜＜γB1 2 (1) （こゝでT2はスピン−スピン緩和時間、γは
作像する原子核種目の磁気回転比）を充たしなが
ら、静磁界の大きさB0又はRF磁界の瞬時周波数
ωの何れか一方を共鳴状態を通るように線形に掃
引しながら、強いRFパルスを印加する。AFPを
使うと、多くのNMR手順で精度の余裕が増加す
る。然し、AFP手法は、180゜RFパルスによつて
磁化の反転を行なうのに必要な電力の大きさに較
べて、10倍以上も多くのRF電力をサンプルに投
入することを必要とし、この為、比較的影響を受
け易い生体組織のサンプルに対するNMR実験で
は、真剣に考えられていない。特にNMR医療用
作像装置では、静磁界の大きさB0を掃引するこ
とが比較的困難であるから、断熱高速通過による
磁化ベクトルの反転にはRF周波数の掃引を使う
ことが望まし。これは、静磁界B0又はRF磁界B1
の非均質性に比較的影響されないだけでなく、所
要のRF電力の大きさを最小限に抑える。
発明の要約
この発明では、ラーモア周波数ω0を持つ原子
核種目を有するサンプルに対するNMR実験の
間、断熱高速通過によつて磁化を完全に反転にす
る方法が、 (a) 振幅B1及び瞬時周波数ωを持つ無線周波磁
界を発生し、 (b) 時間の関数として、ラーモア周波数ω0より
略オフセツト周波数Δωだけ低い最低周波数ω1
又はラーモア周波数より略オフセツト周波数
Δωだけ高い最高周波数ωhの何れか一方から、
ラーモア周波数ω0を通つて、この最低周波数
又は最高周波数の他方まで非線形に掃引する様
に周波数ω（ｔ）を制御し、 (c) 選ばれた原子核種目の磁化を反転するのに十
分な掃引期間の間、非線形に掃引されるRF信
号を検査するサンプルに印加する工程を含む。
核種目を有するサンプルに対するNMR実験の
間、断熱高速通過によつて磁化を完全に反転にす
る方法が、 (a) 振幅B1及び瞬時周波数ωを持つ無線周波磁
界を発生し、 (b) 時間の関数として、ラーモア周波数ω0より
略オフセツト周波数Δωだけ低い最低周波数ω1
又はラーモア周波数より略オフセツト周波数
Δωだけ高い最高周波数ωhの何れか一方から、
ラーモア周波数ω0を通つて、この最低周波数
又は最高周波数の他方まで非線形に掃引する様
に周波数ω（ｔ）を制御し、 (c) 選ばれた原子核種目の磁化を反転するのに十
分な掃引期間の間、非線形に掃引されるRF信
号を検査するサンプルに印加する工程を含む。
現在好ましいと考えられる実施例では、非線形
掃引周波数ω（ｔ）は、次の式(A)又は(B)の何れか
に従つて、選ばれた量の正接に応答する。
掃引周波数ω（ｔ）は、次の式(A)又は(B)の何れか
に従つて、選ばれた量の正接に応答する。
ω（ｔ）＝ω0±γB1tan（arcsin（ωsｔ）） (A)
又はω（ｔ）＝ω0±γB1tan（ωsｔ） (B)
こゝでωs＝αγB1であり、γは原子核種目の磁気
回転比であり、０＜α１である。
回転比であり、０＜α１である。
従つて、この発明の目的は、主たる静磁界及び
無線周波磁界の少なくとも一方に少なくとも潜在
的な非均質性を持つNMR装置で、非線形の断熱
高速通過の周波数掃引を利用することによつて、
磁化の完全な反転を生ずる新規な方法を提供する
ことである。
無線周波磁界の少なくとも一方に少なくとも潜在
的な非均質性を持つNMR装置で、非線形の断熱
高速通過の周波数掃引を利用することによつて、
磁化の完全な反転を生ずる新規な方法を提供する
ことである。
この発明の上記並びにその他の目的は、以下図
面について詳しく説明する所から明らかになろ
う。
面について詳しく説明する所から明らかになろ
う。
発明の詳しい説明
最初に第１ａ図について説明すると、断熱高速
通過による磁化の反転の間の幾つかの時刻に於
ける合計実効磁界E（関連する破線のベクトル
を表わす矢印で示す）が示されている。図示の
Ｘ，，の空間枠は、実験室の枠の軸の周り
をラーモア周波数ω0で回転する基準枠である。
AFPの周波数掃引を開始する前、初期磁化ベク
トルiは、主たる静磁界ベクトルZ0の方向、即
ち、＋軸と略平行である。RF磁界がまだターン
オンされていないので、軸と直交するどの方向
にも、磁化又は磁界成分がない。即ち、例えば
軸に沿つたRF磁界ベクトル1は振幅がゼロであ
る。
通過による磁化の反転の間の幾つかの時刻に於
ける合計実効磁界E（関連する破線のベクトル
を表わす矢印で示す）が示されている。図示の
Ｘ，，の空間枠は、実験室の枠の軸の周り
をラーモア周波数ω0で回転する基準枠である。
AFPの周波数掃引を開始する前、初期磁化ベク
トルiは、主たる静磁界ベクトルZ0の方向、即
ち、＋軸と略平行である。RF磁界がまだターン
オンされていないので、軸と直交するどの方向
にも、磁化又は磁界成分がない。即ち、例えば
軸に沿つたRF磁界ベクトル1は振幅がゼロであ
る。
AFPの反転用掃引が開始されると、静磁界と
略直交する方向に、略一様な振幅でRF磁界ベク
トル1が設定される。即ち、AFP掃引の初め
に、合計実効磁界E1は、RF磁界1＝B1と正
味の軸方向磁界Z0＝（（ω0−ω（ｔ））／γ）の
ベクトル和である。こゝで及びは回転枠の単
位ベクトルであり、γは作用を受ける原子核種目
の磁気回転比であり、量−（ω0−ω（ｔ））は、ω
（ｔ）を瞬時RF周波数として、RF磁界の瞬時周
波数オフセツトである。断熱高速通過では、RF
周波数が、Δωを最大のオフセツト周波数とし
て、最低周波数又は低周波数ω1＝ω0−Δωから、
最高周波数又は高周波数ωh＝ω0＋Δωまで掃引さ
れる。実効磁界の大きさはBE＝√（1 2＋Z 2）で
ある。正味の軸方向磁界BZを代入すると共に、
ラーモアの関係＝γを使うと、実効磁界E
は実効周波数ωeff（この周波数で磁化ＭがEの周
りの歳差運動をする）に対応し、正のＺ軸に対し
て角度θを持つ。即ち ωeff＝√（（0−（））2＋（1）2） (2) θ＝arctan（γB1／（ω0−ω（ｔ））） (3) 従つて、RF周波数ω（ｔ）を最低周波数ω1から
ラーモア周波数ω0を通つて最高周波数ωhまで掃
引するにつれて、実効磁界ベクトルEの角度及
び大きさの両方が変化する。軸の磁界成分Z
は最初は大きさが縮まり、その後ゼロの大きさを
通過し、最後は反転位置、即ち−Ｚ方向へと掃引
される。磁化は、＋Ｚ軸方向の初期平衡ベクト
ルiから始まり、実効磁界ベクトルEに従つて
−軸方向になり、実効磁界ベクトルEを十分
遅い速度で掃引した場合、反転が達成された時に
最終磁化ベクトルFになる。実効磁界ベクトル
ＢEを掃引し得る掃引速度は、一般的に、ブロツ
ホの云う(1)式によつて定められ、これは次の様に
云い換えることが出来る。
略直交する方向に、略一様な振幅でRF磁界ベク
トル1が設定される。即ち、AFP掃引の初め
に、合計実効磁界E1は、RF磁界1＝B1と正
味の軸方向磁界Z0＝（（ω0−ω（ｔ））／γ）の
ベクトル和である。こゝで及びは回転枠の単
位ベクトルであり、γは作用を受ける原子核種目
の磁気回転比であり、量−（ω0−ω（ｔ））は、ω
（ｔ）を瞬時RF周波数として、RF磁界の瞬時周
波数オフセツトである。断熱高速通過では、RF
周波数が、Δωを最大のオフセツト周波数とし
て、最低周波数又は低周波数ω1＝ω0−Δωから、
最高周波数又は高周波数ωh＝ω0＋Δωまで掃引さ
れる。実効磁界の大きさはBE＝√（1 2＋Z 2）で
ある。正味の軸方向磁界BZを代入すると共に、
ラーモアの関係＝γを使うと、実効磁界E
は実効周波数ωeff（この周波数で磁化ＭがEの周
りの歳差運動をする）に対応し、正のＺ軸に対し
て角度θを持つ。即ち ωeff＝√（（0−（））2＋（1）2） (2) θ＝arctan（γB1／（ω0−ω（ｔ））） (3) 従つて、RF周波数ω（ｔ）を最低周波数ω1から
ラーモア周波数ω0を通つて最高周波数ωhまで掃
引するにつれて、実効磁界ベクトルEの角度及
び大きさの両方が変化する。軸の磁界成分Z
は最初は大きさが縮まり、その後ゼロの大きさを
通過し、最後は反転位置、即ち−Ｚ方向へと掃引
される。磁化は、＋Ｚ軸方向の初期平衡ベクト
ルiから始まり、実効磁界ベクトルEに従つて
−軸方向になり、実効磁界ベクトルEを十分
遅い速度で掃引した場合、反転が達成された時に
最終磁化ベクトルFになる。実効磁界ベクトル
ＢEを掃引し得る掃引速度は、一般的に、ブロツ
ホの云う(1)式によつて定められ、これは次の様に
云い換えることが出来る。
（ω1／T2）≪｜ｄ（ω（ｔ）−ω0）／dt｜≪ω1 2
(4) 即ち、RF磁界周波数の時間的な変化率が十分
に遅ければ、低い周波数ω1（＝ω0−Δω）の初期
実効磁界E1（RF磁界1が開始する時に存在す
る）は、周波数が約ω0−Δω／２に増加した時、
実効磁界E2に変化し、軸磁界Z2は元の値
Ｚ１の大体半分になる（そして磁化ベクトルは初期
磁化ベクトルiの大きさの大体半分になる）。掃
引周波数ω（ｔ）が掃引の中間で、ラーモア周波
数ω0に達した時、実効磁界ベクトルE3は略軸
に沿つており、軸磁界ベクトルZ3は大きさが
略ゼロであり、磁化ベクトルＭはiと同じ大き
さであるが、この時は全体的に軸の周りにあ
る。AFPの線形掃引が大体3/4だけ完了すると、
周波数ω（ｔ）は大体ω0＋Δω／２であり、実効
磁界ベクトルE4は、軸磁界成分Z4が初期磁
界の振幅の大体半分であるが、−方向に来る様
な位置に回転している。AFP掃引の終りに、周
波数ω（ｔ）は最高周波数ωh＝ω0＋Δωであり、
実効磁界ベクトルE5は軸に対する投影Z5
が、ベクトルZ1と略等しいが、反対向きであ
る。この時、RF磁界1をターンオフする。最終
磁化ベクトルfは実効磁界ベクトルに追従し、
空間的な向きが180゜回転し、この時−軸方向と
整合している。磁化ベクトルの完全な反転が達成
される。
(4) 即ち、RF磁界周波数の時間的な変化率が十分
に遅ければ、低い周波数ω1（＝ω0−Δω）の初期
実効磁界E1（RF磁界1が開始する時に存在す
る）は、周波数が約ω0−Δω／２に増加した時、
実効磁界E2に変化し、軸磁界Z2は元の値
Ｚ１の大体半分になる（そして磁化ベクトルは初期
磁化ベクトルiの大きさの大体半分になる）。掃
引周波数ω（ｔ）が掃引の中間で、ラーモア周波
数ω0に達した時、実効磁界ベクトルE3は略軸
に沿つており、軸磁界ベクトルZ3は大きさが
略ゼロであり、磁化ベクトルＭはiと同じ大き
さであるが、この時は全体的に軸の周りにあ
る。AFPの線形掃引が大体3/4だけ完了すると、
周波数ω（ｔ）は大体ω0＋Δω／２であり、実効
磁界ベクトルE4は、軸磁界成分Z4が初期磁
界の振幅の大体半分であるが、−方向に来る様
な位置に回転している。AFP掃引の終りに、周
波数ω（ｔ）は最高周波数ωh＝ω0＋Δωであり、
実効磁界ベクトルE5は軸に対する投影Z5
が、ベクトルZ1と略等しいが、反対向きであ
る。この時、RF磁界1をターンオフする。最終
磁化ベクトルfは実効磁界ベクトルに追従し、
空間的な向きが180゜回転し、この時−軸方向と
整合している。磁化ベクトルの完全な反転が達成
される。
第１ｂ図について説明すると、断熱高速通過に
よる反転用周波数を発生する１形式の装置１０
が、磁気共鳴作像装置の一部分を形成するRF励
振増幅器及びアンテナ（図面を見易くする為に省
略してある）に対し、略一定振幅で線形に変化す
る様に掃引される周波数のRF信号を出力１０ａ
に発生する。従来は、傾斜関数発生器１１が出力
１１ａに略線形の傾斜電圧信号Vr（ｔ）を発生す
る。傾斜持続時間制御部１１ｂ、傾斜振幅ΔV
（ｔ）制御部１１ｃ及び平均振幅Va制御部１１ｄ
が、出力１１ａの信号の時間及び振幅特性を制御
する。この為、出力１１ａの信号電圧Vr（ｔ）は
傾斜開始時刻tsに最低電圧Vnから始まり、傾斜
終了時刻ttに最大振幅VMになる様に設定すること
が出来、掃引が期間中間時刻taに平均の大きさVa
を通過する。直流電圧発生器１２の出力１２ａに
は、略一定の直流電圧信号が現われ、大きさVb
が関連した制御部１２ｂによつて設定される。傾
斜発生器の出力１１ａからの傾斜電圧信号Vr
（ｔ）＝Va＋ΔV（ｔ）がアナログ信号加算器手段
１４の第１の入力１４ａに供給され、この加算器
手段は第２の入力１４ｂに出力１２ａからの直流
発生器の電圧信号Vbをも受取る。これらの電圧
が加算されて、アナログ加算器の出力１４ｃに現
われ、電圧制御発振器（VCO）手段１６の制御
電圧入力１６ａの制御電圧Vc（ｔ）信号となる。
制御電圧Vc（ｔ）はV0＋ΔV（ｔ）という形であ
り、VCO手段の出力１４ｂのRF信号が、時間に
対し、掃引開始時刻tsに於ける既知の最低周波数
から掃引終了時刻ttに於ける既知の最高周波数ま
で直線的に変化する周波数FRF′を持つ様になつて
いる。VCO手段の出力信号が周波数混合手段１
８の第１の入力１８ａに供給される。この混合手
段の第２の入力１８ｂが安定発振器手段２０の出
力２０ａから略一定周波数Fkの信号を受取る。
２つの入力信号が混合され、その和及び差の周波
数成分が混合手段の出力１８ｃに現われる。所要
の主となる周波数FRFの信号、即ち、FRF＝FRF′＋
Fkが、不所望の和又は差の信号を適当に減衰さ
せる帯域フイルタ（BPF）２２を介して伝送さ
れ、ラーモア周波数を中心とする所望の周波数掃
引だけがAFP発生器手段の出力１０ａに発生さ
れる様にする。混合手段の出力１８ｃと直列に、
例えば混合手段と帯域フイルタ２２の間に、RF
スイツチ手段２４を用いて、開始時刻tsに（最低
周波数ω1＝ω0−Δωで（第３ａ図参照））始まり
且つ掃引終了時刻ttに（最高周波数ωh＝ω0−Δω）
で終了するAFP周波数掃引信号を発生して、
AFC周波数掃引を必要としない時刻に、混合雑
音等の現象が現われない様にすることが出来る。
よる反転用周波数を発生する１形式の装置１０
が、磁気共鳴作像装置の一部分を形成するRF励
振増幅器及びアンテナ（図面を見易くする為に省
略してある）に対し、略一定振幅で線形に変化す
る様に掃引される周波数のRF信号を出力１０ａ
に発生する。従来は、傾斜関数発生器１１が出力
１１ａに略線形の傾斜電圧信号Vr（ｔ）を発生す
る。傾斜持続時間制御部１１ｂ、傾斜振幅ΔV
（ｔ）制御部１１ｃ及び平均振幅Va制御部１１ｄ
が、出力１１ａの信号の時間及び振幅特性を制御
する。この為、出力１１ａの信号電圧Vr（ｔ）は
傾斜開始時刻tsに最低電圧Vnから始まり、傾斜
終了時刻ttに最大振幅VMになる様に設定すること
が出来、掃引が期間中間時刻taに平均の大きさVa
を通過する。直流電圧発生器１２の出力１２ａに
は、略一定の直流電圧信号が現われ、大きさVb
が関連した制御部１２ｂによつて設定される。傾
斜発生器の出力１１ａからの傾斜電圧信号Vr
（ｔ）＝Va＋ΔV（ｔ）がアナログ信号加算器手段
１４の第１の入力１４ａに供給され、この加算器
手段は第２の入力１４ｂに出力１２ａからの直流
発生器の電圧信号Vbをも受取る。これらの電圧
が加算されて、アナログ加算器の出力１４ｃに現
われ、電圧制御発振器（VCO）手段１６の制御
電圧入力１６ａの制御電圧Vc（ｔ）信号となる。
制御電圧Vc（ｔ）はV0＋ΔV（ｔ）という形であ
り、VCO手段の出力１４ｂのRF信号が、時間に
対し、掃引開始時刻tsに於ける既知の最低周波数
から掃引終了時刻ttに於ける既知の最高周波数ま
で直線的に変化する周波数FRF′を持つ様になつて
いる。VCO手段の出力信号が周波数混合手段１
８の第１の入力１８ａに供給される。この混合手
段の第２の入力１８ｂが安定発振器手段２０の出
力２０ａから略一定周波数Fkの信号を受取る。
２つの入力信号が混合され、その和及び差の周波
数成分が混合手段の出力１８ｃに現われる。所要
の主となる周波数FRFの信号、即ち、FRF＝FRF′＋
Fkが、不所望の和又は差の信号を適当に減衰さ
せる帯域フイルタ（BPF）２２を介して伝送さ
れ、ラーモア周波数を中心とする所望の周波数掃
引だけがAFP発生器手段の出力１０ａに発生さ
れる様にする。混合手段の出力１８ｃと直列に、
例えば混合手段と帯域フイルタ２２の間に、RF
スイツチ手段２４を用いて、開始時刻tsに（最低
周波数ω1＝ω0−Δωで（第３ａ図参照））始まり
且つ掃引終了時刻ttに（最高周波数ωh＝ω0−Δω）
で終了するAFP周波数掃引信号を発生して、
AFC周波数掃引を必要としない時刻に、混合雑
音等の現象が現われない様にすることが出来る。
即ち、従来の略線形のAFP掃引磁化反転方法
が第２ａ図に要約されており、時間ｔを横軸２６
に、周波数ω（＝2πFRF）を縦軸２８に示してあ
る。AFP周波数掃引３０が、掃引開始時刻tsから
掃引終了時刻ttまでの掃引期間の間、略一定の勾
配dω／dtを持つことが判る。
が第２ａ図に要約されており、時間ｔを横軸２６
に、周波数ω（＝2πFRF）を縦軸２８に示してあ
る。AFP周波数掃引３０が、掃引開始時刻tsから
掃引終了時刻ttまでの掃引期間の間、略一定の勾
配dω／dtを持つことが判る。
第２ｂ図には、経過掃引時間tswp（ミリ秒、
mS）が横軸３１に示されており、Ｚ軸磁化の大
きさMzが縦軸３２に示されているが、AFPパル
スを使うことによつて磁化を反転することは、主
たる静磁界B0及びRF磁界B1の非均質性にそれ程
影響されないけれども、Ｚ軸磁化が＋1.0（線３３
ａ）の値から−1.0（線３３ｂ）の値に完全に反転
する際に、曲線３５に従い、典型的には、180゜
（又はπ）RFパルスを使うことによつて反転する
（曲線３６のに必要な時間t〓に較べて、完全な反
転の為に大体１桁長い時間を必要とすることが判
る。即ち、約1.5テスラ（Ｔ）の静磁界B0及びラ
ーモア周波数より2π×（10kHz）低い所からラー
モア周波数より2π×（10kHz）高い所までの範囲
を掃引する約0.20ガウス(G)のRF磁界B1の中で反
転する為には、断熱高速通過による磁化の反転
（曲線３５）には8mSより長い掃引時間が必要で
あるが、180゜π−パルス反転（曲線３６には約
0.6mSの時間t〓しか必要としない。サンプルに投
入されるRF電力の大きさが、反転信号が存在す
る時間及びRF磁界の自乗に比例する、即ち、Ｐ
∝B1 2T（こゝでＴはパルス幅）となるから、
AFP周波数掃引パルスは、一層短い180゜π−パル
スより10倍以上の電力を必要とすることが判る。
多くの用途では、散逸電力が何桁か増えること
は、問題ではないが、生体内の医療用にNMRを
用いる場合、患者が吸収するRF電力の大きさを
最小限に抑えることが重要であり、桁が高くなる
様な電力をAFP反転掃引が必要とすることは受
入れることが出来ない。従つて、一層大きな程度
の主たる静磁界B0及びRF磁界B1の非均質性に耐
え得る様にする為に何等かのAFP反転掃引を使
うことが望ましいが、作像する患者に余分のRF
電力が投入されるのを少なくする為に、完全な磁
化の反転に必要な時間は、単純なπ−パルスを用
いた反転に必要な時間より長くなつてはならな
い。
mS）が横軸３１に示されており、Ｚ軸磁化の大
きさMzが縦軸３２に示されているが、AFPパル
スを使うことによつて磁化を反転することは、主
たる静磁界B0及びRF磁界B1の非均質性にそれ程
影響されないけれども、Ｚ軸磁化が＋1.0（線３３
ａ）の値から−1.0（線３３ｂ）の値に完全に反転
する際に、曲線３５に従い、典型的には、180゜
（又はπ）RFパルスを使うことによつて反転する
（曲線３６のに必要な時間t〓に較べて、完全な反
転の為に大体１桁長い時間を必要とすることが判
る。即ち、約1.5テスラ（Ｔ）の静磁界B0及びラ
ーモア周波数より2π×（10kHz）低い所からラー
モア周波数より2π×（10kHz）高い所までの範囲
を掃引する約0.20ガウス(G)のRF磁界B1の中で反
転する為には、断熱高速通過による磁化の反転
（曲線３５）には8mSより長い掃引時間が必要で
あるが、180゜π−パルス反転（曲線３６には約
0.6mSの時間t〓しか必要としない。サンプルに投
入されるRF電力の大きさが、反転信号が存在す
る時間及びRF磁界の自乗に比例する、即ち、Ｐ
∝B1 2T（こゝでＴはパルス幅）となるから、
AFP周波数掃引パルスは、一層短い180゜π−パル
スより10倍以上の電力を必要とすることが判る。
多くの用途では、散逸電力が何桁か増えること
は、問題ではないが、生体内の医療用にNMRを
用いる場合、患者が吸収するRF電力の大きさを
最小限に抑えることが重要であり、桁が高くなる
様な電力をAFP反転掃引が必要とすることは受
入れることが出来ない。従つて、一層大きな程度
の主たる静磁界B0及びRF磁界B1の非均質性に耐
え得る様にする為に何等かのAFP反転掃引を使
うことが望ましいが、作像する患者に余分のRF
電力が投入されるのを少なくする為に、完全な磁
化の反転に必要な時間は、単純なπ−パルスを用
いた反転に必要な時間より長くなつてはならな
い。
この発明では、非常に非線形性の強い正接形周
波数掃引を使うことが、磁化ベクトルの断熱高速
通過による反転の為に従来使われていた略線形の
周波数掃引よりも、ずつと電力効率がよいことが
判つた。この明細書では、ブロツホの条件を次の
様に若干変えた形で表わす。
波数掃引を使うことが、磁化ベクトルの断熱高速
通過による反転の為に従来使われていた略線形の
周波数掃引よりも、ずつと電力効率がよいことが
判つた。この明細書では、ブロツホの条件を次の
様に若干変えた形で表わす。
ωeff｜dθ／dt｜ (5)
こゝでωeffは実効磁界ベクトルBeffの周りの磁
化ベクトルＭの歳差運動の周波数であり、θは正
のＺ軸に対する実効磁界ベクトルBeffの角度であ
る。式(3)に代入して時間について微分すると、角
度θの時間的な変化率は （dθ／dt）（（ω−ω0）2＋（γB1）2）-1 （γB1）（dω／dt） (6) 式(5)は次の様に書き直すことが出来る。
化ベクトルＭの歳差運動の周波数であり、θは正
のＺ軸に対する実効磁界ベクトルBeffの角度であ
る。式(3)に代入して時間について微分すると、角
度θの時間的な変化率は （dθ／dt）（（ω−ω0）2＋（γB1）2）-1 （γB1）（dω／dt） (6) 式(5)は次の様に書き直すことが出来る。
（dω／dt）＝（α／γB1）（（ω−ω0）2
＋（γB1）2）3/2 (7)
但し０＜α１。この項を整理して積分すると、
更に最適にしたAFP反転掃引は、次の様な正接
関数の形になることが判る。
更に最適にしたAFP反転掃引は、次の様な正接
関数の形になることが判る。
ω（ｔ）＝ω0＋γB1（ωsｔ／√（１−（s）2）
） こゝでωs＝αγB1である。掃引中間時刻taの前
後に等しい掃引時間を持つ掃引では、これは等価
的に次の式で表わされる。
） こゝでωs＝αγB1である。掃引中間時刻taの前
後に等しい掃引時間を持つ掃引では、これは等価
的に次の式で表わされる。
ω（ｔ）＝ω0＋γB1tan（arcsin
（ωs（ｔ−ta′）） （8b）
この正接形周波数掃引が第３ａ図に示されてお
り、掃引時間ｔを横軸３７、周波数ω＝2πFRFを
縦軸３８に示してある。この第１形式の正接形
AFP周波数掃引の曲線４０は、掃引開始時刻
ts′（これは線形掃引の開始時刻よtsよりも掃引の
中央時刻ta′＝ta＝０に一層近い）に低い方の周波
数ω1を持つ点４０ａから始まり、その後の部分
４０ｂは急速な周波数上昇の後にゆつくりとテー
パがつけられ、掃引の大体中間の時刻ta′＝０の
掃引中間点４０ｃで最低の（例えばゼロの）、周
波数の時間的な変化率を持ち、この時掃引は大体
ラーモア周波数ω0である。正接形周波数掃引曲
線４０は、周波数の時間的な変化率が次第に大き
くなる第２の曲線部分４０ｄを持ち、AFP掃引
パルス終了時刻tt′（これは掃引中間時刻、例えば
時刻ta＝０又はta′＝０に対して、線形掃引の終了
時刻ttよりも早い）に最大の正の周波数の時間的
な変化率及び最後の最高周波数ωhに達する。所
望の正接形掃引４０が単調関数であるから、瞬時
掃引周波数ωの時間微分自体は、略絶えず変化す
る時間関数である。
り、掃引時間ｔを横軸３７、周波数ω＝2πFRFを
縦軸３８に示してある。この第１形式の正接形
AFP周波数掃引の曲線４０は、掃引開始時刻
ts′（これは線形掃引の開始時刻よtsよりも掃引の
中央時刻ta′＝ta＝０に一層近い）に低い方の周波
数ω1を持つ点４０ａから始まり、その後の部分
４０ｂは急速な周波数上昇の後にゆつくりとテー
パがつけられ、掃引の大体中間の時刻ta′＝０の
掃引中間点４０ｃで最低の（例えばゼロの）、周
波数の時間的な変化率を持ち、この時掃引は大体
ラーモア周波数ω0である。正接形周波数掃引曲
線４０は、周波数の時間的な変化率が次第に大き
くなる第２の曲線部分４０ｄを持ち、AFP掃引
パルス終了時刻tt′（これは掃引中間時刻、例えば
時刻ta＝０又はta′＝０に対して、線形掃引の終了
時刻ttよりも早い）に最大の正の周波数の時間的
な変化率及び最後の最高周波数ωhに達する。所
望の正接形掃引４０が単調関数であるから、瞬時
掃引周波数ωの時間微分自体は、略絶えず変化す
る時間関数である。
この発明では、式(5)のブロツホの条件を次の様
に書き変えることにより ωeff 2｜ｄ（ω（ｔ）−ω0）／dt｜ (9) 同様であるが、幾分か更に効率のよい反転掃引が
限定されることが判つた。式(9)及び(2)を組合せる
ことにより、０＜α１に対し、次の式が定めら
れる。
に書き変えることにより ωeff 2｜ｄ（ω（ｔ）−ω0）／dt｜ (9) 同様であるが、幾分か更に効率のよい反転掃引が
限定されることが判つた。式(9)及び(2)を組合せる
ことにより、０＜α１に対し、次の式が定めら
れる。
α（（ω−ω0）2＋（γB1）2）
＝ｄ（ω−ω0）／dt (10)
式(10)を整理して積分すると、掃引中間時刻ta′に
対し、反転掃引を制御する式が得られる。
対し、反転掃引を制御する式が得られる。
ω（ｔ）＝ω0＋γB1tan（ωs（ｔ−ta′）） (11)
こゝでやはりωs＝αγB1である。この第２形式の
正接形掃引は、式（8b）の正接形掃引と同様で
あり、周波数対時間関数（並びに掃引周波数の時
間微分の単調関数）は、第３ａ図の第１形式の正
接形掃引曲線４０と同様である。この為、非常に
非線形性の強い正接形掃引は何れも必要とする掃
引期間がずつと短いが、これはサンプルに於ける
RF消費電力を少なくする為に望ましいことであ
る。
正接形掃引は、式（8b）の正接形掃引と同様で
あり、周波数対時間関数（並びに掃引周波数の時
間微分の単調関数）は、第３ａ図の第１形式の正
接形掃引曲線４０と同様である。この為、非常に
非線形性の強い正接形掃引は何れも必要とする掃
引期間がずつと短いが、これはサンプルに於ける
RF消費電力を少なくする為に望ましいことであ
る。
第３ｂ図には、横軸４２にミリ秒単位の掃引時
間tswp、縦軸４４に正のＺ軸に対するＺ軸磁化を
示すグラフ上で、RFπ−パルス、第１形式の正接
形反転RF掃引及び第２形式の正接形反転RF掃引
に対するＺ軸磁化Mzの大きさがグラフの形で比
較されている。式（8b）によつて定義された第
１形式の正接形RF掃引の磁化は曲線４５をたど
り、最初の「ゼロ」45−１時刻to1に完全な磁化
の反転、即ちMz＝−1.0に達する。第１形式の正
接形掃引の最終的な磁化は一連のローブ４５ａ，
４５ｂ，４５ｃ…を持ち、その各々のローブが１
対の隣合つた「ゼロ」45−１，45−２，45−３…
間に生じ、これらのゼロ時刻to1，to2，to3…で、
磁化は実質的に反転の−1.0の大きさである。RF
磁界の大きさB1が0.20Gで、掃引周波数ω（ｔ）
が共鳴周波数ω0より2π×（−10kHz）低い所から
共鳴周波数を通つて、共鳴周波数より2π×（＋
10kHz）高い周波数まで掃引される様な正接形周
波数掃引では、約0.65mSの最初の節の時刻to1に
完全な反転が起る。これと比較して、180゜π−パ
ルスRF反転信号は、磁化の最初の変化に対して
ごく似た効果を持ち、約0.59mSの時刻tπ（破線の
線分４６で示す）にＺ軸磁化の略完全な反転を生
ずる。この為、ω（ｔ）＝ω0＋γB1tan（sin-1）（ωs
ｔ）である第１形式の正接形RF掃引とその第２
の節を使うと、必要な掃引時間はπ−パルスの持
続時間よりも約３倍未満だけ長くなると共に、サ
ンプルに投入される電力は約３倍未満になり、然
も、これから例示する様に、主たる静磁界及び／
又はRF磁界の誤差に対する許容公差がずつと大
きくなる。
間tswp、縦軸４４に正のＺ軸に対するＺ軸磁化を
示すグラフ上で、RFπ−パルス、第１形式の正接
形反転RF掃引及び第２形式の正接形反転RF掃引
に対するＺ軸磁化Mzの大きさがグラフの形で比
較されている。式（8b）によつて定義された第
１形式の正接形RF掃引の磁化は曲線４５をたど
り、最初の「ゼロ」45−１時刻to1に完全な磁化
の反転、即ちMz＝−1.0に達する。第１形式の正
接形掃引の最終的な磁化は一連のローブ４５ａ，
４５ｂ，４５ｃ…を持ち、その各々のローブが１
対の隣合つた「ゼロ」45−１，45−２，45−３…
間に生じ、これらのゼロ時刻to1，to2，to3…で、
磁化は実質的に反転の−1.0の大きさである。RF
磁界の大きさB1が0.20Gで、掃引周波数ω（ｔ）
が共鳴周波数ω0より2π×（−10kHz）低い所から
共鳴周波数を通つて、共鳴周波数より2π×（＋
10kHz）高い周波数まで掃引される様な正接形周
波数掃引では、約0.65mSの最初の節の時刻to1に
完全な反転が起る。これと比較して、180゜π−パ
ルスRF反転信号は、磁化の最初の変化に対して
ごく似た効果を持ち、約0.59mSの時刻tπ（破線の
線分４６で示す）にＺ軸磁化の略完全な反転を生
ずる。この為、ω（ｔ）＝ω0＋γB1tan（sin-1）（ωs
ｔ）である第１形式の正接形RF掃引とその第２
の節を使うと、必要な掃引時間はπ−パルスの持
続時間よりも約３倍未満だけ長くなると共に、サ
ンプルに投入される電力は約３倍未満になり、然
も、これから例示する様に、主たる静磁界及び／
又はRF磁界の誤差に対する許容公差がずつと大
きくなる。
ω（ｔ）＝ω0＋γB1tan（ωsｔ）である第２形式の
正接形RF掃引は、瞬時Ｚ軸磁化曲線４８を生ず
る。この曲線は時刻to′に完全な磁化の反転であ
る−1.0の値に略差し、完全な反転の時刻to′より
も長い時間の間、その値にとゞまる。RF磁界の
大きさB1がやはり0.20Gであつて、共鳴状態より
約2π×（20kHz）低い初期周波数から共鳴状態よ
り約2π×（20kHz）高い最終周波数まで掃引する
図示の場合、約1.25mSの完全な反転時間to′が必
要である。
正接形RF掃引は、瞬時Ｚ軸磁化曲線４８を生ず
る。この曲線は時刻to′に完全な磁化の反転であ
る−1.0の値に略差し、完全な反転の時刻to′より
も長い時間の間、その値にとゞまる。RF磁界の
大きさB1がやはり0.20Gであつて、共鳴状態より
約2π×（20kHz）低い初期周波数から共鳴状態よ
り約2π×（20kHz）高い最終周波数まで掃引する
図示の場合、約1.25mSの完全な反転時間to′が必
要である。
第４ａ図には、π−パルス、第１形式の正接形
AFP掃引の最初の３つの節、及び第２形式の
AFP正接形掃引に対し、RF磁界B1の（正常な
RF磁界の大きさB1,oに対する）端数誤差の関数
として、既知のRF磁界B1を印加することによつ
て完全な反転を試みた後の最終的なＺ軸磁化MZ,F
のグラフが示されている。磁化曲線５３（実線）
は、第３ａ図の節１の時刻to1に相当する掃引時
刻に終了する第１形式のAFP反転周波数掃引の
場合の、反転前の＋Ｚ軸方向の初期の大きさに対
するＺ軸に沿つた実際の磁化を示す。曲線５４
（１点鎖線）は、B1,oRF磁界に必要な第２の節の
時刻to2までの期間に対して得られた第１形式の
AFP反転周波数掃引に対する最終的なＺ軸磁化
である。曲線５５（破線）は、第３の節の時刻
to3まで時間を伸ばした第１形式のAFP反転周波
数掃引に対する最終的なＺ軸磁化である。２点鎖
線曲線５７は、2mSの掃引時間で、第２形式の正
接形AFP周波数掃引を用いて得られる最終的な
磁化を示す。比較の為、３点鎖線の曲線５９は、
180゜RFπ−パルスの後の最終的なＺ軸磁化を示
す。RF磁界B1の大きさが予想される大きさB1,o
に略等しい（即ち、端数の値が横軸５１上で０に
近い）場合、全ての反転信号が略完全な反転を生
ずることが判る。第１形式（tan（sin（ωsｔ）））の
掃引で第１の節までの曲線５３は、−1.0から約＋
0.2までの端数誤差に対しては、π−パルスと殆
んど同じ大きさの誤差を持ち、0.2を越えるRF磁
界の端数誤差に対しては、π−パルスの場合の誤
差に較べて、最終的な誤差が約半分しかないこと
が判る。第１形式の掃引を第２の節（曲線５４）
又は第３の節（曲線５５）で使う時の感度が、殆
んど全ての端数誤差に対して一層少ないことは明
らかであり、第２の節を使うと、約−0.3乃至
0.05の端数誤差に対して殆んど完全な反転が得ら
れ、第３の節では約−0.1乃至0.05の端数誤差に
対し、殆んど完全な反転が得られる。第２形式
（tan（ωsｔ））の正接形AFP掃引（曲線５７）は、
誤差の負の方向では、第１及び第２の節（但し第
２の節を除く）と少なくとも同じ端数誤差に対
し、略完全な反転をするが、正の符号を持つ端数
誤差、即ちゼロより大きな端数誤差に対しては、
完全な反転をする。この為、第２形式の正接形
AFP掃引関数を用い、RF磁界を過駆動すれば
（例えば、0.2Gではなく、0.3GのRF磁界の大きさ
B1を使えば）、中心値の周りに良好な反転が達成
される大きな領域が得られ、この領域は、π−パ
ルス又は第１形式の正接形AFP掃引の何れかの
反転が略完全になる領域よりも一層大きい。
AFP掃引の最初の３つの節、及び第２形式の
AFP正接形掃引に対し、RF磁界B1の（正常な
RF磁界の大きさB1,oに対する）端数誤差の関数
として、既知のRF磁界B1を印加することによつ
て完全な反転を試みた後の最終的なＺ軸磁化MZ,F
のグラフが示されている。磁化曲線５３（実線）
は、第３ａ図の節１の時刻to1に相当する掃引時
刻に終了する第１形式のAFP反転周波数掃引の
場合の、反転前の＋Ｚ軸方向の初期の大きさに対
するＺ軸に沿つた実際の磁化を示す。曲線５４
（１点鎖線）は、B1,oRF磁界に必要な第２の節の
時刻to2までの期間に対して得られた第１形式の
AFP反転周波数掃引に対する最終的なＺ軸磁化
である。曲線５５（破線）は、第３の節の時刻
to3まで時間を伸ばした第１形式のAFP反転周波
数掃引に対する最終的なＺ軸磁化である。２点鎖
線曲線５７は、2mSの掃引時間で、第２形式の正
接形AFP周波数掃引を用いて得られる最終的な
磁化を示す。比較の為、３点鎖線の曲線５９は、
180゜RFπ−パルスの後の最終的なＺ軸磁化を示
す。RF磁界B1の大きさが予想される大きさB1,o
に略等しい（即ち、端数の値が横軸５１上で０に
近い）場合、全ての反転信号が略完全な反転を生
ずることが判る。第１形式（tan（sin（ωsｔ）））の
掃引で第１の節までの曲線５３は、−1.0から約＋
0.2までの端数誤差に対しては、π−パルスと殆
んど同じ大きさの誤差を持ち、0.2を越えるRF磁
界の端数誤差に対しては、π−パルスの場合の誤
差に較べて、最終的な誤差が約半分しかないこと
が判る。第１形式の掃引を第２の節（曲線５４）
又は第３の節（曲線５５）で使う時の感度が、殆
んど全ての端数誤差に対して一層少ないことは明
らかであり、第２の節を使うと、約−0.3乃至
0.05の端数誤差に対して殆んど完全な反転が得ら
れ、第３の節では約−0.1乃至0.05の端数誤差に
対し、殆んど完全な反転が得られる。第２形式
（tan（ωsｔ））の正接形AFP掃引（曲線５７）は、
誤差の負の方向では、第１及び第２の節（但し第
２の節を除く）と少なくとも同じ端数誤差に対
し、略完全な反転をするが、正の符号を持つ端数
誤差、即ちゼロより大きな端数誤差に対しては、
完全な反転をする。この為、第２形式の正接形
AFP掃引関数を用い、RF磁界を過駆動すれば
（例えば、0.2Gではなく、0.3GのRF磁界の大きさ
B1を使えば）、中心値の周りに良好な反転が達成
される大きな領域が得られ、この領域は、π−パ
ルス又は第１形式の正接形AFP掃引の何れかの
反転が略完全になる領域よりも一層大きい。
第４ｂ図には、主たる静磁界B0の誤差又はオ
フセツトΔB0／B0をppm単位で横軸６１にとつ
て、最終的なＺ軸磁化の値MZ,Fが縦軸６０に示さ
れている。曲線６３，６４及び６５は、第１形式
の正接形掃引の節１，２及び３の場合の、主たる
静磁界B0の誤差に対する最終的なＺ軸磁化の感
度を示しており、曲線６７は、現在好ましいと考
えられる第２形式の正接形AFP反転周波数掃引
を用いた時の、磁化反転に対する主たる静磁界の
オフセツトの影響を示す。比較の為、主たる静磁
界の非均質性に対する180゜RFπ−パルスの感度を
曲線６９で示す。第１形式の節１のAFP周波数
掃引では、主たる静磁界に対する感度の点で、単
純な180゜RFπ−パルスとごく似た振舞いになるこ
とが判る。第１形式の第２の節の感度（曲線６
４）は幾分一層よく、第３の節（曲線６５）は更
に感度が低くなる。然し、好ましい第２形式（即
ち、ω（ｔ）＝ω0＋tan（ωs（ｔ））は、曲線６７で
示す様に、第１形式のどの特性と較べても、π−
パルスの特性と較べても、感度がかなり低下して
いる。
フセツトΔB0／B0をppm単位で横軸６１にとつ
て、最終的なＺ軸磁化の値MZ,Fが縦軸６０に示さ
れている。曲線６３，６４及び６５は、第１形式
の正接形掃引の節１，２及び３の場合の、主たる
静磁界B0の誤差に対する最終的なＺ軸磁化の感
度を示しており、曲線６７は、現在好ましいと考
えられる第２形式の正接形AFP反転周波数掃引
を用いた時の、磁化反転に対する主たる静磁界の
オフセツトの影響を示す。比較の為、主たる静磁
界の非均質性に対する180゜RFπ−パルスの感度を
曲線６９で示す。第１形式の節１のAFP周波数
掃引では、主たる静磁界に対する感度の点で、単
純な180゜RFπ−パルスとごく似た振舞いになるこ
とが判る。第１形式の第２の節の感度（曲線６
４）は幾分一層よく、第３の節（曲線６５）は更
に感度が低くなる。然し、好ましい第２形式（即
ち、ω（ｔ）＝ω0＋tan（ωs（ｔ））は、曲線６７で
示す様に、第１形式のどの特性と較べても、π−
パルスの特性と較べても、感度がかなり低下して
いる。
第４ｃ図は、NMR作像装置で得られた予測値
と実際の結果の間の比較を示す。フアントムとし
て小さなダイヤルをNMR装置の主たる静磁界B0
の中に配置し、反転回復パルス順序を行なつた。
反転の直後に応答信号（フアントムであるバイヤ
ル内の材料の原子核からの）を読取り、応答信号
の振幅が、Ｚ軸磁化の反転の完全さの直接的な目
安になる様にした。反転パルスの振幅を変えて、
RF磁界B1の振幅に誤差を生じさせた。この図で
は、横軸７１にRF磁界の大きさB1をとつて、縦
軸７０に最終的な磁化の値Mzを示してあるが、
白丸７３−１乃至７３−１４は、RF磁界の振幅
B1の或る範囲の値に対するπ−パルス反転回復
順序で得られた実験による応答信号の大きさを表
わす。予測によるπ−パルス反転最終磁化曲線７
４が、実験的に得られた実際の磁化反転の程度と
よく一致することが判る。黒丸７６−１乃至７６
−１４は、ω（ｔ）＝ω0＋tan（arcs in（ωsｔ））と
いう形のAFP反転周波数掃引を用いた反転回復
順序を使つて実験的に得られた、RF磁界の大き
さB1の同じ14個の値に於ける最終磁化の値を示
す。実験に得られた値を示す点７６が、この第１
形式の反転周波数掃引の第２の節でとつた理論的
な反転完全さ曲線７５と実質的に一致する。塗り
つぶした菱形の点７７−１乃至７７−８は、ω
（ｔ）＝ω0＋tan（ωsｔ）という形のAFP反転周波
数掃引を用いて反転回復順序を変えて実験的に得
られた最終的な磁化の値である。点７７の実験値
は実質的に理論曲線７８上にあるだけでなく、略
完全な反転の為に180゜RFπ−パルスで対処し得る
振幅誤差範囲に較べて、ずつと大きなRF磁界の
振幅誤差範囲に対処し得るることを証明してい
る。
と実際の結果の間の比較を示す。フアントムとし
て小さなダイヤルをNMR装置の主たる静磁界B0
の中に配置し、反転回復パルス順序を行なつた。
反転の直後に応答信号（フアントムであるバイヤ
ル内の材料の原子核からの）を読取り、応答信号
の振幅が、Ｚ軸磁化の反転の完全さの直接的な目
安になる様にした。反転パルスの振幅を変えて、
RF磁界B1の振幅に誤差を生じさせた。この図で
は、横軸７１にRF磁界の大きさB1をとつて、縦
軸７０に最終的な磁化の値Mzを示してあるが、
白丸７３−１乃至７３−１４は、RF磁界の振幅
B1の或る範囲の値に対するπ−パルス反転回復
順序で得られた実験による応答信号の大きさを表
わす。予測によるπ−パルス反転最終磁化曲線７
４が、実験的に得られた実際の磁化反転の程度と
よく一致することが判る。黒丸７６−１乃至７６
−１４は、ω（ｔ）＝ω0＋tan（arcs in（ωsｔ））と
いう形のAFP反転周波数掃引を用いた反転回復
順序を使つて実験的に得られた、RF磁界の大き
さB1の同じ14個の値に於ける最終磁化の値を示
す。実験に得られた値を示す点７６が、この第１
形式の反転周波数掃引の第２の節でとつた理論的
な反転完全さ曲線７５と実質的に一致する。塗り
つぶした菱形の点７７−１乃至７７−８は、ω
（ｔ）＝ω0＋tan（ωsｔ）という形のAFP反転周波
数掃引を用いて反転回復順序を変えて実験的に得
られた最終的な磁化の値である。点７７の実験値
は実質的に理論曲線７８上にあるだけでなく、略
完全な反転の為に180゜RFπ−パルスで対処し得る
振幅誤差範囲に較べて、ずつと大きなRF磁界の
振幅誤差範囲に対処し得るることを証明してい
る。
第４ｄ図は、反転パルスの周波数ω0を既知量
Δω0だけずらすことによつて近似した、主たる静
磁界B0の誤差の影響を示す。横軸８１にppm単
位の（ω0＝2π×（63MHz）に於ける）相対的な共
鳴周波数の誤差Δω0／ω0を示し、縦軸８０に、
最終的なＺ軸磁化の大きさMzを示してある。白
丸のデータ点８３−１乃至８３−９は、装置１０
のVCOに９種類の一定であるが異なる電圧レベ
ルの内の１つを加えることによつて得られた９個
の誤差値に対する実験結果である。実験データの
点８３は、180゜RFπ−パルス反転に対する予測応
答曲線８５と本質的に一致する。黒丸のデータ点
８７−１乃至８７−９は、曲線８５と同じ反転回
復方法及び同じ反転パルス・オフセツト周波数の
値を用いて得られた最終磁化の値である。オフセ
ツト周波数は、VCO制御電圧入力に入れる前に、
９個の異なる直流レベルの内の１つによつて、接
線関数傾斜電圧Vc（ｔ）にオフセツトをつけるこ
とによつて達成された。第１形式の正接形AFP
反転周波数掃引の第２の節を用いたデータ点８７
も、その理論曲線８８と実質的に一致することが
判る。第２形式の正接形AFP反転掃引を用いて
得られた最終磁化の値がデータ点８９−１乃至８
９−５で示されており、これらは曲線９０に沿つ
て存在していて、tan（ωsｔ）正接形AFP掃引に
よる反転が、第１形式の正接形AFP掃引又は
180゜RFπ−パルスの何れかによる反転よりも、静
磁界の非均質性に対する感度がずつと小さいこと
を同じく示している。
Δω0だけずらすことによつて近似した、主たる静
磁界B0の誤差の影響を示す。横軸８１にppm単
位の（ω0＝2π×（63MHz）に於ける）相対的な共
鳴周波数の誤差Δω0／ω0を示し、縦軸８０に、
最終的なＺ軸磁化の大きさMzを示してある。白
丸のデータ点８３−１乃至８３−９は、装置１０
のVCOに９種類の一定であるが異なる電圧レベ
ルの内の１つを加えることによつて得られた９個
の誤差値に対する実験結果である。実験データの
点８３は、180゜RFπ−パルス反転に対する予測応
答曲線８５と本質的に一致する。黒丸のデータ点
８７−１乃至８７−９は、曲線８５と同じ反転回
復方法及び同じ反転パルス・オフセツト周波数の
値を用いて得られた最終磁化の値である。オフセ
ツト周波数は、VCO制御電圧入力に入れる前に、
９個の異なる直流レベルの内の１つによつて、接
線関数傾斜電圧Vc（ｔ）にオフセツトをつけるこ
とによつて達成された。第１形式の正接形AFP
反転周波数掃引の第２の節を用いたデータ点８７
も、その理論曲線８８と実質的に一致することが
判る。第２形式の正接形AFP反転掃引を用いて
得られた最終磁化の値がデータ点８９−１乃至８
９−５で示されており、これらは曲線９０に沿つ
て存在していて、tan（ωsｔ）正接形AFP掃引に
よる反転が、第１形式の正接形AFP掃引又は
180゜RFπ−パルスの何れかによる反転よりも、静
磁界の非均質性に対する感度がずつと小さいこと
を同じく示している。
断熱高速通過の為の非線形正接形周波数掃引に
よる磁化の反転は、180゜RFπ−パルスによる磁化
の反転に必要な期間と同じ程度の反転期間内に、
略完全に磁化の反転を行ない、主たる静磁界B0
及び／又はRF磁界B1の非均質性又は変化に対す
る感度がずつと少ない。
よる磁化の反転は、180゜RFπ−パルスによる磁化
の反転に必要な期間と同じ程度の反転期間内に、
略完全に磁化の反転を行ない、主たる静磁界B0
及び／又はRF磁界B1の非均質性又は変化に対す
る感度がずつと少ない。
磁化を反転する為の断熱高速通過用の非線形正
接形周波数掃引の幾つかの現在好ましいと考えら
れる実施例について詳しく説明したが、当業者に
はいろいろな変更が考えられよう。１例として、
線形傾斜関数発生器手段は、所望の第１又は第２
形式の正接関数を持つ非線形傾斜信号を発生する
様に変更することが出来る。同様に、任意の掃引
が高い方の周波数（ω0＋Δω）から始まり、ラー
モア周波数ω0を通つて低い方の周波数（ω0−
Δω）へ進む様にすることも、この発明のAFP反
転周波数掃引の範囲内である。従つて、式(A)及び
(B)は、夫々ω（ｔ）＝ω0±γB1tan（arcsin（ωsｔ）
及びω（ｔ）＝ω0±γB1tan（ωsｔ）という形にな
る。従つて、この発明が、こゝに説明並びに例示
の為に挙げた特定の実施例によつて制約されるも
のではなく、特許請求の範囲のみによつて限定さ
れることを承知されたい。
接形周波数掃引の幾つかの現在好ましいと考えら
れる実施例について詳しく説明したが、当業者に
はいろいろな変更が考えられよう。１例として、
線形傾斜関数発生器手段は、所望の第１又は第２
形式の正接関数を持つ非線形傾斜信号を発生する
様に変更することが出来る。同様に、任意の掃引
が高い方の周波数（ω0＋Δω）から始まり、ラー
モア周波数ω0を通つて低い方の周波数（ω0−
Δω）へ進む様にすることも、この発明のAFP反
転周波数掃引の範囲内である。従つて、式(A)及び
(B)は、夫々ω（ｔ）＝ω0±γB1tan（arcsin（ωsｔ）
及びω（ｔ）＝ω0±γB1tan（ωsｔ）という形にな
る。従つて、この発明が、こゝに説明並びに例示
の為に挙げた特定の実施例によつて制約されるも
のではなく、特許請求の範囲のみによつて限定さ
れることを承知されたい。
第１ａ図は断熱高速通過による磁化の反転の際
に存在するRF磁界、正味の軸方向磁界及び合計
実効磁界を三次元的に図解する図、第１ｂ図は、
AFPによる磁化の反転を行なう為にNMR装置に
使うことの出来る装置の簡略ブロツク図、第２ａ
図は従来のAFP反転掃引の、略線形の周波数と
時間との関係を示すグラフ、第２ｂ図はAFP反
転走査の間の合計掃引時間の関数としての合計Ｚ
軸磁化を示すグラフ、第３ａ図はこの発明の磁化
反転方法の、非線形のAFP周波数と時間との関
係を示すグラフ、第３ｂ図はこの発明による正接
形AFP反転掃引の場合のＺ軸磁化の振幅と掃引
時間との関係を示すグラフ、第４ａ図は、RFπパ
ルスによる反転、及び第１形式の正接形AFP掃
引の節１，２又は３又は第２形式の正接形AFP
掃引の何れかによる反転とに対し、反転後の最終
的なＺ軸磁化を、RF磁界B0の端数誤差の関数と
して示すグラフ、第４ｂ図はRFπ−反転パルス、
第１形式のAFP反転掃引の節１，２又は３又は
第２形式のAFP反転掃引に対し、反転後の最終
的なＺ軸磁化を静磁界B0の誤差の関数として示
すグラフ、第４ｃ図は、RFπ−パルスによる反転
と第１形式の正接形AFP掃引の節２の反転に対
し、最終的なＺ軸磁化をRF磁界B1の大きさの関
数として示すグラフ、第４ｄ図は、RFπ−パルス
による反転と第１形式の正接形AFP掃引反転の
節２の反転に対し、主たる静磁界の誤差に相当す
るラーモア（共鳴）周波数の誤差の関数として、
反転後の最終的なＺ軸磁化を示すグラフである。
に存在するRF磁界、正味の軸方向磁界及び合計
実効磁界を三次元的に図解する図、第１ｂ図は、
AFPによる磁化の反転を行なう為にNMR装置に
使うことの出来る装置の簡略ブロツク図、第２ａ
図は従来のAFP反転掃引の、略線形の周波数と
時間との関係を示すグラフ、第２ｂ図はAFP反
転走査の間の合計掃引時間の関数としての合計Ｚ
軸磁化を示すグラフ、第３ａ図はこの発明の磁化
反転方法の、非線形のAFP周波数と時間との関
係を示すグラフ、第３ｂ図はこの発明による正接
形AFP反転掃引の場合のＺ軸磁化の振幅と掃引
時間との関係を示すグラフ、第４ａ図は、RFπパ
ルスによる反転、及び第１形式の正接形AFP掃
引の節１，２又は３又は第２形式の正接形AFP
掃引の何れかによる反転とに対し、反転後の最終
的なＺ軸磁化を、RF磁界B0の端数誤差の関数と
して示すグラフ、第４ｂ図はRFπ−反転パルス、
第１形式のAFP反転掃引の節１，２又は３又は
第２形式のAFP反転掃引に対し、反転後の最終
的なＺ軸磁化を静磁界B0の誤差の関数として示
すグラフ、第４ｃ図は、RFπ−パルスによる反転
と第１形式の正接形AFP掃引の節２の反転に対
し、最終的なＺ軸磁化をRF磁界B1の大きさの関
数として示すグラフ、第４ｄ図は、RFπ−パルス
による反転と第１形式の正接形AFP掃引反転の
節２の反転に対し、主たる静磁界の誤差に相当す
るラーモア（共鳴）周波数の誤差の関数として、
反転後の最終的なＺ軸磁化を示すグラフである。
Claims (1)
- 【特許請求の範囲】 １ ラーモア周波数ω0を持つ選ばれた原子核種
目を有するサンプルのNMR検査の間、断熱高速
通過によつて磁化を完全に反転する方法に於て、 (a) 振幅B1及び瞬時周波数ω（ｔ）を持つ無線周
波（RF）磁界を発生し、 (b) γを前記選ばれた原子核種目の磁気回転比及
びωs＝αγB1（但し０＜α１）として、選ばれ
た期間の間、ラーモア周波数ω0より実質的に
最大のオフセツト周波数Δωだけ低い最低周波
数ω1及びラーモア周波数より実質的に最大の
オフセツト周波数Δωだけ高い最高周波数ωhの
内の一方として選ばれた第１の周波数から、前
記ラーモア周波数ω0を通つて、前記最低周波
数及び最高周波数の内の残る他方である第２の
周波数まで、周波数ω（ｔ）を時間の関数ω
（ｔ）＝［ω0±γB1tan（arcsin（ωsｔ））］として
非
線形に掃引する様に制御し、 (c) 非線形に掃引するRF信号を検査するサンプ
ルに加えて、前記選ばれた原子核種目の磁化を
実質的に反転する工程を含む方法。 ２ 特許請求の範囲１に記載した方法に於て、
ω0が2π×（63MHz）程度である方法。 ３ 特許請求の範囲１又は２に記載した方法に於
て、Δωが2π×（10kHz）程度である方法。 ４ 特許請求の範囲１乃至３のいずれか１項に記
載した方法に於て、前記関数の複数個の節の各々
で前記磁化が略完全に反転し、各々の節は掃引を
開始した後の相異なる時刻に発生し、前記工程(C)
が略選ばれた節が発生する時刻に前記非線形に掃
引するRF信号を終了させる工程を含む方法。 ５ 特許請求の範囲４に記載した方法に於て、２
番目の節の時刻が選ばれる方法。 ６ RF磁界励振信号を発生して、ラーモア周波
数ω0を持つ選ばれた原子核種目を有するサンプ
ルのNMR検査の際、断熱高速通過によつて磁化
を完全に反転する装置に於て、 掃引期間の間、制御信号の振幅に応じた瞬時周
波数を持つRF信号を発生する手段と、 初期値、中間値及び最終値を持つ非線形傾斜信
号として前記制御信号を発生する手段と、 前記RF信号を選ばれた振幅B1を持つRF磁界
として前記サンプルに加える手段とを有し、 前記初期値は前記周波数を、前記ラーモア周波
数ω0より略最大のオフセツト周波数Δωだけ低い
最低周波数ω1並びに前記ラーモア周波数ω0より
略最大のオフセツト周波数Δωだけ高い最高周波
数ωhの内の選ばれた一方にし、前記中間値は前
記周波数掃引が前記ラーモア周波数ω0に実質的
になる様にし、前記最終値は前記周波数掃引を前
記最低周波数及び最高周波数の内の残りの他方に
なる様にし、 前記制御信号を発生する手段及び前記RF信号
を発生する手段が協働して、γを選ばれた原子核
種目の磁気回転比、ωs＝αγB1（０＜α１）とし
て、式ω（ｔ）＝ω0±γB1tan（arcsin（ωsｔ））及
び
ω（ｔ）＝ω0±γ B1tan（ωsｔ）の内の一方に略等しい掃引周波数
ω（ｔ）を前記RF磁界信号を持つ様にする装置。 ７ 特許請求の範囲６に記載した装置に於て、前
記RF信号を発生する手段が、前記制御信号に応
答して、前記傾斜信号の中間値に応答する様な、
前記ラーモア周波数ω0からの最大のオフセツト
周波数Δωの範囲内の周波数帯の外側の周波数
FRF′を持つ第１のRF信号を発生するVCO手段
と、FRF′及びFkの和及び差の一方が実質的に前記
ラーモア周波数になる様に選ばれた周波数Fkの
第２のRF信号を発生する発振器手段と、前記第
１及び第２の信号を受取つて、前記第１及び第２
の信号の選ばれた成果として前記RF信号を供給
する手段とを有する装置。 ８ 特許請求の範囲６又は７に記載した装置に於
て、前記掃引期間の間を除き、前記RF信号の振
幅を実質的にゼロに減少する手段を有する装置。 ９ 特許請求の範囲６乃至８のいずれか１項に記
載した装置に於て、前記制御信号を発生する手段
が、単調な非線形傾斜信号出力を持つと共に、該
出力信号の掃引時間を前記所望の掃引期間に略等
しくなる様に調節する手段ならびに傾斜振幅の変
化値を調節して、2Δωに略等しい連続的な周波
数範囲にわたつて、前記RF信号を発生する手段
を制御する手段を持つている傾斜関数発生器を含
んでいる装置。
Applications Claiming Priority (2)
| Application Number | Priority Date | Filing Date | Title |
|---|---|---|---|
| US746146 | 1985-06-18 | ||
| US06/746,146 US4695799A (en) | 1985-06-18 | 1985-06-18 | NMR magnetization inversion by non-linear adiabatic fast passage |
Publications (2)
| Publication Number | Publication Date |
|---|---|
| JPS6241650A JPS6241650A (ja) | 1987-02-23 |
| JPH0351171B2 true JPH0351171B2 (ja) | 1991-08-06 |
Family
ID=24999656
Family Applications (1)
| Application Number | Title | Priority Date | Filing Date |
|---|---|---|---|
| JP61140459A Granted JPS6241650A (ja) | 1985-06-18 | 1986-06-18 | 磁化を完全に反転する方法と装置 |
Country Status (7)
| Country | Link |
|---|---|
| US (1) | US4695799A (ja) |
| EP (1) | EP0206129B1 (ja) |
| JP (1) | JPS6241650A (ja) |
| KR (1) | KR920005506B1 (ja) |
| DE (1) | DE3686907T2 (ja) |
| FI (1) | FI861470A7 (ja) |
| IL (1) | IL78670A (ja) |
Families Citing this family (23)
| Publication number | Priority date | Publication date | Assignee | Title |
|---|---|---|---|---|
| GB8528551D0 (en) * | 1985-11-20 | 1985-12-24 | Oxford Research Systems Ltd | Performing n m r experiment |
| US4988947A (en) * | 1987-03-27 | 1991-01-29 | Regents Of The University Of Minnesota | Amplitude and frequency/phase modulated pulses to achieve plane rotations of nuclear spin magnetization vectors with inhomogeneous B1 |
| US4914392A (en) * | 1987-03-27 | 1990-04-03 | Reagents Of The University Of Minnesota | Amplitude and frequency/phase modulated pulses to achieve plane rotations of nuclear spin magnetization vectors with inhomogeneous B1 |
| JPH01166748A (ja) * | 1987-12-23 | 1989-06-30 | Hitachi Ltd | 高周波磁場の波形の準最適設定方法 |
| DE3808281A1 (de) * | 1988-03-12 | 1989-09-21 | Philips Patentverwaltung | Verfahren zur bestimmung der kernmagnetisierungsverteilung und anordnung zur durchfuehrung des verfahrens |
| US4947119A (en) * | 1988-06-21 | 1990-08-07 | University Of Minnesota | Magnetic resonance imaging and spectroscopy methods |
| EP0420915A4 (en) * | 1988-06-21 | 1991-10-09 | Regents Of The University Of Minnesota | Spectroscopy methods |
| EP0370138B1 (en) * | 1988-11-25 | 1994-10-05 | Koninklijke Philips Electronics N.V. | Magnetic resonance method and device for suppressing a signal from a chemical shift component in a longitudinal relaxation time weighted magnetic resonance image |
| DE68914440T2 (de) * | 1989-04-22 | 1994-07-28 | Spectrospin Ag | Verfahren zur Anregung der transversalen Magnetisierung bei magnetischen Kernresonanz-Impuls-Experimenten. |
| US5019784A (en) * | 1989-08-11 | 1991-05-28 | Regents Of The University Of Minnesota | Time symmetric pulse to uniformly rotate magnetization vectors by an arbitrary angle in the presence of large B1 inhomogeneities and resonance offsets |
| GB9006320D0 (en) * | 1990-03-21 | 1990-05-16 | Gen Electric Co Plc | Nuclear magnetic resonance apparatus |
| US5412322A (en) * | 1993-06-24 | 1995-05-02 | Wollin Ventures, Inc. | Apparatus and method for spatially ordered phase encoding and for determining complex permittivity in magnetic resonance by using superimposed time-varying electric fields |
| US6448769B1 (en) | 1996-09-10 | 2002-09-10 | General Electric Company | Adiabatic pulse design |
| US6441613B1 (en) * | 1996-09-10 | 2002-08-27 | Ge Medical Systems | Frequency selective pulse |
| IL119233A0 (en) * | 1996-09-10 | 1996-12-05 | Elscint Ltd | Frequency selective pulse |
| DE20109058U1 (de) * | 2001-05-31 | 2002-10-10 | DeltaMed GmbH, 35578 Wetzlar | Vorrichtung zur Behandlung mit magnetischen Feldern |
| US6958606B2 (en) * | 2003-12-03 | 2005-10-25 | Ge Medical Systems Global Technology Co., Llc | NMR excitation method |
| US7787930B2 (en) * | 2005-04-25 | 2010-08-31 | The United States Of America As Represented By The Department Of Health And Human Services | Adiabatic T2 preparation sequence for magnetic resonance imaging with reduced B1 sensitivity |
| DE112010001536T5 (de) | 2009-04-02 | 2012-06-14 | Regents Of The University Of Minnesota | Adiabatische magnetisierungsvorbereitung für b1- und b0-unempfindliche mri mit hohemkontrast |
| WO2013082233A1 (en) | 2011-12-02 | 2013-06-06 | The Charles Stark Draper Laboratory, Inc. | Adiabatic rapid passage atomic beamsplitter using frequency-swept coherent laser beam pairs |
| US10585204B2 (en) * | 2012-01-27 | 2020-03-10 | Vista Clara Inc. | Relaxation time estimation in surface NMR |
| US10247844B2 (en) * | 2013-12-04 | 2019-04-02 | Exxonmobil Upstream Research Company | Method and system for detection of a material within a region of the earth |
| US9594144B2 (en) | 2014-04-23 | 2017-03-14 | General Electric Company | Low-noise magnetic resonance imaging using low harmonic pulse sequences |
Family Cites Families (5)
| Publication number | Priority date | Publication date | Assignee | Title |
|---|---|---|---|---|
| US3826972A (en) * | 1973-08-17 | 1974-07-30 | Univ Leland Stanford Junior | Method and apparatus for detecting nuclear magnetic resonance |
| DE2951537A1 (de) * | 1979-12-20 | 1981-07-02 | Siemens AG, 1000 Berlin und 8000 München | Zeugmatografieverfahren |
| US4565968A (en) * | 1983-02-16 | 1986-01-21 | Albert Macovski | Blood vessel projection imaging system using nuclear magnetic resonance |
| JPS59157551A (ja) * | 1983-02-25 | 1984-09-06 | Asahi Chem Ind Co Ltd | 核スピン反転装置 |
| US4577152A (en) * | 1983-04-11 | 1986-03-18 | Albert Macovski | Selective material projection imaging system using nuclear magnetic resonance |
-
1985
- 1985-06-18 US US06/746,146 patent/US4695799A/en not_active Expired - Fee Related
-
1986
- 1986-04-07 FI FI861470A patent/FI861470A7/fi not_active Application Discontinuation
- 1986-05-02 IL IL78670A patent/IL78670A/xx not_active IP Right Cessation
- 1986-06-11 EP EP86107989A patent/EP0206129B1/en not_active Expired - Lifetime
- 1986-06-11 DE DE8686107989T patent/DE3686907T2/de not_active Expired - Fee Related
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| JPS6241650A (ja) | 1987-02-23 |
| EP0206129A3 (en) | 1989-04-19 |
| EP0206129B1 (en) | 1992-10-07 |
| DE3686907D1 (de) | 1992-11-12 |
| US4695799A (en) | 1987-09-22 |
| IL78670A0 (en) | 1986-08-31 |
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