JPS6128930B2

JPS6128930B2 -

Info

Publication number: JPS6128930B2
Application number: JP55157756A
Authority: JP
Inventors: Kurifuoodo Hoofuaa Donarudo; Deebitsudo Kendoritsuku Reimondo; Sherudon Yanoni Konsutanchino
Original assignee: International Business Machines Corp
Current assignee: International Business Machines Corp
Priority date: 1979-12-28
Filing date: 1980-11-11
Publication date: 1986-07-03
Also published as: IT8026720A0; EP0031489A3; EP0031489A2; JPS5698642A; US4291272A; DE3070348D1; EP0031489B1; IT1150095B

Description

【発明の詳細な説明】

本発明は、固体中に核磁気共鳴スペクトルを発
生させることに関するものであり、さらに詳しく
いえば、合成スペクトルの分解能を高めるため、
正弦波形に変調した一つないし多数の準連続rf
（無線周波数）磁界を使用することに関するもの
である。背景技術固体核磁気共鳴スペクトルを研究するための高
分解能技術は、長時間かかつて発展してきた。早
期の技術の一つは、リー＆ゴールドベルクが「回
転rf磁場による核磁気共鳴線の狭幅化」と題する
論文、「物理学雑誌」第１巻A4号、p.1261−1271
（1965年）である。この技術は、連続共鳴はずれ
ゼーマン磁界を連続rf磁界と共に使用したもので
あ。この合成磁界は、線の狭幅化をもたらした。
しかしながら、高分解能NMR線スペクトルを発
生させるためには、様々な操作条件下で実験を系
統的に繰返すことが必要であつた。ウオーとその共同研究者達は、単一パス技術を
使用すれば、固体レスポンスおよび分光計信号を
発生させることができ、それをフーリエ変換して
高分解能NMRスペクトルが得られることに、初
めて気付いた。この研究は３つの特許になつた。
米国特許第3474329号では、定常ゼーマン磁界を
振幅および位相の変調を伴なうパルス式rf磁界ま
たは一連のrfパルス・サイクルを共に使用するこ
とが提案されている。パルス式rf磁界は線の広幅
化を効果的に減らすが、大幅な線狭幅化を確保す
るに充分な精度でパルス・サイクルを調節するの
は困難であつた。rf磁界の連続振幅変調は、調節
にとつてより魅力的に思えるが、米国特許第
3474329号に記述された方式では、希望する線狭
幅化をもたらさなかつた。それに続く米国特許第
3530373号および第3530374号は、追加的rfパル
ス・パターンならびにゼーマン磁界のパルス変調
が記述されている。これらの米国特許第3530373
号および第3530374号によつて記述され請求され
たパルス技術は、米国特許第3474329号よりも優
れたNMRスペクトルをもたらしたが、線狭幅化
にはより複雑なパルス順序が必要であり、パルス
順序の発生の困難さがさらに増した。ヤンノニ等は、「磁気共鳴における新しいコヒ
レントな平準化効果：変調により誘導された双極
子結合の減少」“physical Review Letters“第
37巻、p.1230−1232（1976年）、と題する論文
に、連続ゼーマン磁界と周波数変調rfパルス、ま
たは振幅変調ゼーマン磁界およびrf磁界の除去に
よつて窓を導入した半連続rf磁界の使用によつ
て、NMR実験で線狭幅化を得ることができると
記述している。こらの磁界順序をもたらすのに必
要な制御は、ウオー等が米国特許第3474329号、
第3530373号、第3530374号に記載したものよりも
簡単であるが、線狭幅化の結果として分析情報の
損失を招く点、及びその損失量を理論的に決定で
きない点で不都合である。本発明固体核磁気共鳴によつて生成されるスペクトル
の線幅を狭くするに当つて上記従来技術の不都合
を回避できる方法を記載する。この方法は、第一
rf磁界の正弦波形準連続変調ならびに第一rf磁界
に直交する２つの方向のどちらかの、少なくとも
１つの第二変調磁界を使用するものである。第一
磁界は、ゼーマン磁界の方向をｚ軸として、ｚ軸
に直交する軸に沿つたものである。第二変調磁界がゼーマン磁界の、正弦波形に変
調された連続成分である場合、rf磁界の振幅変調
は、変調の包絡線が正弦波形となり、且つゼーマ
ン磁界の変調と同じ周期をもつように調整され
る。rf磁界中の不連続性は、変調の包絡線のゼロ
交差点またはその付近で磁界を約２〜５マイクロ
秒の間除去することによつてもたらされる。この
rf磁界が除去される間隔は、NMR信号の観測窓
として使用される。別の方法として、ゼーマン磁
界の仮想正弦波変分を使用することができる。仮
想磁場は、rf磁場の周波数変調を強制することに
よつて誘導できる。周波数変調は、仮想振幅変調
波形が磁界の振幅変調の周期と同じ周期をもつ正
弦波形となるように調整する。第二変調磁界が、回転フレームに直交する、す
なわち第一rf磁場に対して90゜外れた位相の、rf
磁場である場合、変調の振幅は、第二変調rf磁界
が第一rf磁界の包絡線と一致する包絡線をもつよ
うに調整する。２つのrf磁場が、周期的に交互に
かけられる。第１―１図および第１―２図は、線狭幅化のた
めの一つの技術に関係する磁界変調を比較的実施
しやすい、第一方式を図示したものである。ゼー
マン磁界の方向に直交する方向の正弦波形に変調
した準連続rf磁界を用いて実験を行なう。この波
形を第１―２図に示す。第二の直流磁界を可聴周
波数変調し、ゼーマン磁界の方向のｚ軸に沿つて
かける。この磁界は、第１―１図に示す、共鳴は
ずれゼーマン成分１１の連続変調を含んでいる。
第一の正弦波形で変調した準連続rf磁界１０は、
正弦波振動共鳴はずれゼーマン磁界１１に用いら
れるものと各々同じ周期１／ωをもち、位相が
180゜ずれた二本の正弦曲線１２および１４によ
つて包絡される。rf磁界の不連続性は、正弦曲線
１２および１４によつて形成される変調包絡線の
ゼロ交差点またはその付近で、磁界を約２〜５マ
イクロ秒の間除去することによつて得られる。rf
磁界が除去されたこれらの間隔１８は、NMR信
号をみるための観測窓として使用される。この実
験がうまくいくかどうかは、波形１１，１２およ
び１４の相対的大きさによつて決まる。ゼーマン
磁界１１の摂動成分の大きさが、次式で表わせる
場合には、ここでH_1Z＝変調されたゼーマン磁界の大きさ β＝定数 ω_a＝定数、その大きさは研究中のNMR
線の幅よりも大きい。 γ＝核の磁気回転化 rf磁界の大きさは、次式で与えられる。ここでH_1X＝変調された準連続rf磁界の大きさ H_1ZおよびH_1Xは１：√２の比であることがわ
かる。ただし１／√３の係数はどちらの場合も正
規化関数として用いられている。上記の各波形を
使用する場合、ゼロ次ベツセル関数にゼロの値を
与えるように即ちJ₀（２β）＝−2J₀（β）０を
与えるように引数βを選択すれば、線の狭幅化が
起こる。第２―１図、第２―２図および第２―３図は、
第二の方式を示したものである。本発明のこの具
体形では、三つの変調磁界を使用する。この場
合、第二のrf磁界２０を、第一のrf磁界１０なら
びにゼーマン磁界の共鳴はずれ成分１１に直交し
てかける。各波形を第２―１図、第２―２図およ
び第２―３図に示す。これらの波形は分析的に次
式のように記述できる。 H_1XおよびH_1Yを定義する始めの二つの方程式
は、H_1Xがδ関数で修正されこの波形が一つおき
の半周期中しか作動できなくなつていることを除
いては、第一方式の方程式と同じである。H_1y波
形は、補足のδ関数を除いては、H_1Xと同じであ
る。すなわち、H_1XおよびH_1Xをかけることの正
味の効果は、交番する半サイクルについて二つの
変調rf磁界を発生させることである。平準化サイ
クルの長さも、一つの可聴周波数変調周期１／ω
_aである。観測窓１８は、第一rf磁界１０および
第二rf磁界２０，それらが連続波動関数であつた
場合に二つの変調包絡線のゼロ交差点になるはず
の所またはその付近に、周期的間隔で約２〜５マ
イクロ秒の間除去することによつて得られる。こ
れらの窓は、１／ω_aの整数倍の所に導入され
る。この実験をうまく行なうための条件は、第１
―１図および第１―２図に定めた実験の操作条件
よりも、幾分簡単である。この場合、一つのベツ
セル関数J₀（２β）０だけを満足すればよい。
従つて第一方式で定められた−2J₀（β）０の
追加要件は緩和されている。共鳴はずれゼーマン磁界が二つの成分をもち、
第一のものは方式１および２に示したものであ
り、第二のものは、ゼーマン磁界ならびにrf磁界
にかけられる通常直流バイアス磁界と呼ばれる追
加的バイアス磁界である、他の実験を定義するこ
とができる。この第三方式では、第一モードのゼ
ーマン磁界を修正して、形がｔの関数でない項を
含むようにするが、その波形の分析的表現は、以
下のようになる。同様に、rf磁界に対する公式を次式のように修正
しなければならない。この場合も、H_1ZとH_1Xの振幅の比は１：√２と
なる。方式１および２の場合と同様に、平準化は
一つの可聴周波数変調期間に対して行なう。この
場合は、平準化条件により、ベツセル関数は次式
のようになる。J₀（β）＝J₁（２β）０。この
条件は、方式１で述べた条件よりも幾分簡単であ
り、数学的により非限定的である。この実験の利
点は、数学的基準がより厳しくなく、平均化のプ
ロセスで高次の項が除かれ、従つて方式１の方法
よりも線狭幅化により有効なことである。方式３
の場合の波形を第３―１図および第３―２図に示
す。第３―１図、ゼーマン磁界１１を示したもの
あるが、これは平均値がΔｈ_Zに移つている以外
は、方式１のゼーマン磁界１１と同じである。第
３―２図は、rf磁界１０′の波形を示したもので
ある。この場合も包絡線は正弦波形であり、方式
１の包絡線と同じ振幅および周波数をもつ。ただ
し、包絡線の上側分岐と下側分岐は、方式１の場
合と同じ時点では出会わない。その上、それらは
１／２ω_a，１／ω_aおよび以後の各変調半サイク
ルの間隔でΔｈ_rfだけ離れている。正弦波形変調NMR実験を組立てるもう一つの
有効な方法は、方式３の実験に変化を加えること
である。この第四の方式を第４―１図および第４
―２図に示すが、これは単に摂動磁界のバイアス
の符号を変えることを伴なつている。例えば、ｚ
磁界は最初の半サイクルでは直流バイアスΔｈ_Z
が掛けられ、第二の半サイクルでは−Δｈ_Zのバ
イアスが掛けられる。直流成分の符号を交互に変
えることによつて、うまく平均化するための数学
的基準はさらに単純化され、より厳しくない数学
的基準が得られる。方式４の条件により、最も鋭
いNMR線が得られ、この方式は前記各例よりも
優ている。ただし、この改良は、複雑さが増大す
るという代償を要する。ゼーマン磁界の仮想変分を使用して、方式１，
２，３および４で述べた実験を行なうことができ
る。仮想変分は、rf磁場の周波数変調によつて導
入される。rf磁界の周波数変調（FM）は、次式
で記述される。特に注目すべきことは、rf周波数がサンプルの
共鳴周波数の周りで正弦波的に変動することであ
る。周波数変調は、同じcosω_aｔ項および同じ変
調係数βをもつ。同様に、rf磁界の周波数変調を
用いてうまく平均化するための条件は、方式１，
２，３および４で定めたベツセル関数に対する条
件と同じである。説明の便宜上、正弦波形変調ゼ
ーマン磁界およびrf磁界を使用した第一方式の場
合を考えると、二つの磁界の振幅変調は、次式で
与えられる。この実験のFMバージヨンは、一つの実磁界H_1X
だけをもつ。H_1ZはH_1Xrfの周波数変調によつて
仮想的に創出される。この場合、明示変調ゼーマ
ン磁界はかからない。 rf磁界の周波数変調は、

【式】で与えられる。ただし、βの値は、ゼロ次ベツセル関数が次の関
係をもつような値をとる。 J₀（２β）＝−2J₀（β）０この波動関数を、第５図に図示する。今までの例は全て、第1rf磁界の正弦波形準連
続変調に関するもので、第２の変調磁界は、実ま
たは仮想ゼーマン磁界の正弦波形成分であつた。
第1rf磁界に直交するrf磁界である第二磁界を用
いて本発明を実施することも可能である。第2rf
磁界を第1rf磁界と同様のやり方で変調する。二
つのrf磁界を半周期毎に交互にかける。これは、
数学的に次式のように変更できる。 H_1X＝〔βω_ａ／γcosω_aｔ〕δ（０，１／２ω_a） H_1y＝〔βω_ａ／γcosω_aｔ〕δ（１／２ω_a，１／ ω_a）この場合、βの値は次のように選択する。 J₀（２β）＝−1/6 この方法は、ウオーの多重パルス実験と類似して
いるが、エレツト等が「磁気共鳴における進歩」
第５巻、J.S.ウオー、アカデミツク・プレス社、
ニユーヨーク、p.117−176（1971年）で記述した
ような、rfパルスの立下り及び立上り時に生じる
位相グリツチの影響によ、分析情報に損失を生じ
ることがない。位相グリツチは、rfパルスの鋭い
カツトオフ（またはカツトオン）から生じ、同調
回路の調整ミスがなかつたとしても電流の直角成
分が零にならない現象を与える。しかしながら、
位相グリツチの振幅は、カツトオフ（またはカツ
トオン）時のrf磁界の振幅と共に増大する。ここ
に記載した変調rf実験の振幅は、カツトオフ（ま
たはカツトオン）が起きるとき小さいので、位相
グリツチの問題もそれだけ小さくなる。上記の例の波形を第６―１図および第６―２図
に示す。上記の全てのNMR実験において、ω_aの値に限
界があることを銘記すべきである。これらの限界
は、これらの実験に付随するNMR緩和の物理学
から生じるものである。その論拠は、本質的に、
「双極子平均化」がスピン―スピン緩和時間T₂よ
りも短い時間内に起こらなければならないことで
ある。CaF₂（高分解能固体NMR実験用の古典的
試験サンプル）などの剛性格子固体ではT₂〜20
μ秒である。この場合、ω_a＞50KHzでなければ
ならないが、一般的に「サブサイクル平均化」は
この要件を緩和するので、ω_aの限界は50KHz＞
ω_a＞15KHzとなる。サブサイクル平均化については、J.S.ウオー等
“Physical Review Letters”第20巻第５号、
p.180〜182（1968年）により詳しく定義されてい
る。これは、摂動磁界H_1Z，Ｈ_rfx，Ｈ_rfyの典型値が
20〜60ガウスとなることを意味している。実験を
うまく行なうために必要なことは、限界および先
に述べた磁界比を守ることが全てである。第７図は、本発明を実施するためのシステムを
図示した、電子的構成図である。ミニコンピユー
タ３０を論理制御装置３２およびrf受信器３４に
結合する。論理制御装置は、４本のチヤネルをも
つrfユニツトおよび変調できる周波数ソース３８
の活性化を決定する。ソース３８およびrfユニツ
ト３６は、rf電力増幅器４０を駆動し、後者はサ
ンプル４２と相互作用するための信号を発生す
る。サンプルからのレスポンスが、rf受信器３４
によつてモニタされる。上記の構成図は、他のコ
ヒレント平均化NMR分光計と同様のものであ
る。ただし、一つの重要な違いは、この構成図で
はシステムのロジツクによつて制御され、観測窓
と同期化されている。可聴周波数ソースがついて
いることである。ソースは、制御ロジツク３２に
よつて可聴周波数決定される周波数をもち、この
ソースからの可聴周波数波形は、探針４６中の一
組のゼーマン磁界コイル４５を用いて探針の所で
ゼーマン磁界を変調する。このゼーマン磁界コイ
ル４５は、固体を励起するために用いられるrfコ
イル４８と共に用いられる。可聴周波数・ソース
は、またrfユニツトに対する正弦波形変調ソース
でもあるが、このrfユニツトは、rf電力増幅器を
介して探針中のサンプルに、本発明の実験を実施
するために使用される変調rf磁界を与える。FM
を用いる実験では、周波数ソース３８はFM変調
が可能なものでなければならない。FMを用いる
が例えばゼーマン磁界を変調する実験を行なうこ
とがなければ、変調できる周波数ソースは必要で
はなく、単純結晶発振器で代用することができ
る。第８―１図および第８―２図は、ここに説明す
る本発明の実験で使用できるrfユニツトの概略構
成図である。このrfユニツトは、基本的に、各チ
ヤネルにオン／オフ・ゲートをもつ典型的な四チ
ヤネルrfユニツトである。このゲートは、独立に
各チヤネルＡ，Ｂ，ＣおよびＤをオンまたはオフ
に切換えることができる。四つのチヤネルは、第
４―１図および第４―２図に示す最も複雑な実験
を実施するために必要である。一般的にいつて、
この四チヤネル・ユニツトは、それぞれチヤネル
ABおよびCDからなる二つのサブチヤネルをもつ
と考えることができる。第４―１図および第４―
２図の実験では、サンプルでのrfは、サブチヤネ
ルＡおよびCDからの交番可聴周波数・サイクル
ω_aから生じる。この操作モードが必要なのは、
サンプルでのrf磁界が固定された正弦波形変調成
分をもつためである。磁界の十および−固定成分
の間で切換えを行なうため（第４―２図）、サブ
チヤネルABおよびCDの出力を＋１／２Δ_hrfおよ
び−１／２Δ_hrfだけバイアスさせる。二重平衡ミキサ５２をユニツト中に配置して、
正弦波形変調rf波形が発生できるようにしなけれ
ばならないことを指摘しておく。各チヤネル中に
ある減衰器５４Ａ，５４Ｂ，５４Ｃおよび５４Ｄ
は、典型的高分解能分光計の場合よりも重要であ
る。その理由は、rf磁界の振幅調節が値を補正す
るために是非とも必要なためである。各チヤネル
からのrfの位相を調節するため、各チヤネル中に
rf遅延回線５６Ａ，５６Ｂ，５６Ｃおよび５６Ｄ
が統合されている。第２―２図および第２―３図
の例では、互いに直交するrf磁界が使用される。
これらの遅延回線は、この条件の調節を可能にす
るものである。この構成図中のBAと記した他の
ユニツトは、各チヤネルを互いに完全に電子的に
絶縁して、位相および減衰の調節を各チヤネル間
で独立にするために用いられる、緩衝増幅器であ
る。チヤネルＡおよびＢは５７で組合さつてサブ
チヤネルABを形成する。同様にチヤネルＣおよ
びＤは５８で組合さる。これらのサブチヤネル
は、先に述べた操作のため、二重平衡ミキサ６０
によつて独立にゲートされる。最後に、サブチヤ
ネルABおよびCDのゲートされた出力は、６２で
組合された出力となる。このユニツトにより、一
つの正弦波形変調rf包絡線しかもたない場合か
ら、二つの正弦波形変調包絡線をもち、その各々
に直流バイアス磁界が含まれている場合までにわ
たる各実験を行なうことが可能となる。他の全て
の点では、このrfユニツトは、これまでのNMR
実験に用いられてきたものと同じである。一般的にいつて、多重パルスNMR実験は、分
光計が調節されている場合にのみ効果を示すとい
うのは当つている。先に述べた実験のためのrf磁
界の調節は、多重パルスNMRでは通常みられな
い柔軟性をもつて簡単にかつ精確に実施できる。
このセツトアツプ手順を律する原理は、パルス調
節の代りに磁界変調の1/2周期中の強制歳差運動
が調節されること以外は、「多重パルスNMR実
験」に使用されるものと同様である。以下の例を考察する。下記の振幅をもつrf磁界H_1Xを調節するものと
する。 H_1X＝Ｋω_ａ／γ ただし、Ｋは比例定数

【式】、またはβは先に定義した変調係数である。二つの変調磁界H_1X
およびH_1Zを用いた簡単な実験の場合、求めるβ
の値は1.2となる。（すなわちJ₀（２β）＝J₀（2.4
〓０）従つてＫ＝0.979である。この関係から、スピンは変調周期τ＝２π／ω_ａの半分に等しい時間中に0.979ラジアンの歳差運動を
する必要がある。π／２ラジアンの強制歳差運動
となるように調節する方がはるかに容易なので、
正確にπ／２ラジアンの歳差運動となるように、
ただし別の可聴周波数周波数ω_a′で調節を行なう
ことができる。すなわち、 (1) 0.979ω_a＝π／２ω_a′ ω_a′＝２／π（0.979ω_a） (2) ω_a′＝0.623ω_a 方程式１および２から、次の二つのことがわか
る。 (1) 調節のため、セツトアツプ・可聴周波数変
調周波数 ω_a′＝0.623ω_a にシフトしなければならない。 (2) rf磁界振幅についてω_a′でセツトアツプ
し、ω_a′の1/2サイクルでスピンのπ／２強
制歳差運動を発生させると、必要とする磁界
セツテイングが得られる。実際にrf磁界の多
数1/2サイクル、ω_aをかけて、セツトアツ
プ・パルス列を使用した多重パルスNMR実
験の場合と同様に、長い強制歳差運動を発生
させることができる。横スピン磁化（すなわ
ち、観測される横スピンNMR信号）を定義
する公式は、Ｉ_x,y＝cosυ（ｎ）Ｉ_x,y（０） υ（ｎ）π／２（（−１）ⁿ−１）この例で、ｎは可聴周波数変調のｎ番目の
半サイクルに関するものである。このセツトアツプ手順を実施するには、第７図
の受信器３４からのNMR信号を観察しながら、
rfユニツトのチヤネルＡの減衰器５４，第８―１
図および第８―２図を調節するだけでよい。正し
いセツテイングに達すれば、受信器からのNMR
信号は、第９図のようになる。 100個の可聴周波数変調半サイクルを用いた場
合、精度0.5％の調節が容易に得られるはずであ
る。次にH₁₂の調節について、同様の手順を利用す
ることができる。この場合は、rf磁界がオフの間
にゼーヤン磁界が変調される点が異なつている。
第８―１図のチヤネルＢからrfの単純プレーパル
スを使用して、横磁化を発生させる。その後、ゼ
ーマン磁界変調半サイクル列が続き、これを第７
図の可聴周波数・ソース４４からの出力を変える
ことによつて調節し、第９図の信号を得ることが
できる。最後に、有効周波数ω_aに戻り、実験成功のた
めの正しい磁界を得る。本発明は、試験工業、特に非破壊試験で有用で
ある。固体の構造を試験する他の技術の補充とするこ
とも有用である。

【図面の簡単な説明】

第１―１図および第１―２図は、本発明を実施
するために使用する、ゼーマン磁界の共鳴はずれ
成分の正弦波形変異形およびゼーマン磁界の共鳴
はずれ成分に対して垂直な振幅変調準連続rf磁界
の概略図である。第２―１図、第２―２図および
第２―３図は、ゼーマン磁界の共鳴はずれ成分の
正弦波形変異形およびゼーマン磁界の共鳴はずれ
成分に対して垂直な、関連する二つの振幅変調準
連続rf磁界の概略図である。これらの磁界は、本
発明の第二方式を実施するために使用される。第
３―１図および第３―２図は、第１―１図および
第１―２図の波形をΔ_hzおよびΔ_hrfだけシフトさ
せた波形の概略図である。これらのシフトした磁
界は、本発明の第三方式を実施するために使用さ
れる。第４―１図および第４―２図は、第１―１
図および第１―２図の波形を第二シエーマによつ
てシフトさせた波形の概略図である。このシフト
手順は、本発明の第四方式を実施するために使用
される。第５図は、ゼーマン磁界の仮想変調をも
たらす、rf磁界の周波数変調の概略図である。こ
れは、本発明の第五方式を実施するために使用さ
れる。第６―１図および第６―２図は、本発明の
第六方式を実施するために使用される、二つの振
幅変調準連続波形の概略図である。第７図は、本
発明を実施するための、探針に接続されたシステ
ムを示す、電子的構成図である。第８図は第８―
１図および第８―２図の接続関係を示す図であ
る。第８―１図および第８―２図は、本発明で必
要とする波形をもたらすのに適した、rfユニツト
の構成図を示したものである。第９図は、同調し
たシステムからのNMR信号の概略図である。第７図中、３０……ミニコンピユータ、３１…
…制御ロジツク、３４……rf受信器、３６……rf
ユニツト（４チヤンネル）、４０……rf電力増幅
器、４４……変調のための可聴周波数源、４５…
…ゼーマン磁界コイル、４６……探針、４８……
rfコイル。

Claims

【特許請求の範囲】１材料のエネルギー賦加のために、ゼーマン磁
界および少くとも一つの直交無線周波数（fr）を
使用した、核磁気共鳴分光計において、ゼーマン磁界を変動させて、振幅βω／γ１√３周波数ω_aのゼーマン磁界の正弦波状共鳴はずれ成
分を生成する手段と、ただし、ω_aは物質のNMR線の幅よりも大きな
定数、βは定数ゼーマン磁界の該共鳴はずれ成分に対して垂直
に、同位相の第１の周波数磁界をかけ、振幅
【式】周波数ω_aで位相が180゜ずれた二本の正弦曲線で包絡された包絡線を形成するため
該無線周波数磁界の振幅を変調する可聴周波数変
調手段とを含み、 βをJ₀（２β）＝−2J₀（β）〓となるように選
ぶことと、該可聴周波数の各サイクル毎に一度、該正弦波
状包絡線のゼロ交差点のあたりで該第一無線周波
数磁界を一時的に中断することにより不連続性を
導入することと、該不連続性を、NMR信号の観測窓として使用
することと、を特徴とする核磁気共鳴分光計。