1、实验脉冲核磁共振实验核磁共振技术来源于 1939 年美国物理学家拉比（ I.I.Rabi ）所创立的分子束共振法，他使用这种方法首 先实现了核磁共振这一物理思想，精确德测定了一些原子核的磁矩，从而获得了1944年度的诺贝尔物理奖此后 ,磁共振技术迅速发展 ,经历了半个多世纪的而长盛不衰 ,孕育了多个诺贝尔奖获得者 ,它还渗透到化学、 生物、医学、地学和计量等学科领域 ,以及众多的生产技术部门 ,成为分析测试中不可缺少的实验手段 .所谓核磁共振 ,是指磁矩不为零的原子核处于恒定磁场中,由射频或者微波电磁场引起塞曼能级之间的共振跃迁现象 .核磁共振现象具有其特点 ,因此 ,我们先介绍一些核磁共振的

2、基础知识 .一、核磁共振基础知识1.处于恒定磁场中的磁矩（1）角动量与磁矩具有自旋的原子核，其自旋角动量 P 为P I （ I 1 ）（ 1）（1）式中， I 为自旋量子数，其值为半整数或整数，由核性质所决定。 h ， h 为普朗克常数。自 2旋的核具有磁矩 ， 和自旋角动量 P 的关系为 P（ 2）式中， 为旋磁比。根据量子力学，核自旋 P空间取向是量子化的。 P在 z方向上的分量只能取 （2I 1）个值，即：Pz m （m I,I 1, , I 1, I）（3）m 为磁量子数，相应地ZPZm（ 4）2）磁矩在恒定磁场中的运动 由于原子核具有磁矩，故在外磁场作用下受到力矩TB0（5）由于力矩

3、作用会引起原子核角动量的变化， 由 dL T 和 P dt得ddB0（6）dt0求解这个方程，磁矩 绕 B 作拉莫尔旋进 旋进角频率B0（ 7）可见旋进角频率与磁场大小成正比。3）磁场在恒定磁场中的能量 磁矩在恒定外磁场作用下具有势能E B0B0cos将 ZPZm 代入，则E m B0（8）由此可见，磁矩在磁场中的能量只能取分立的能级值。对 I 1/2 的核，例如氢、氟等，在磁场中仅分裂 为上下两个能级。这些磁能级又称为塞曼能级 , 由于这些能级间隔很小 ,故共振跃迁所吸收或发射的能量落 在比光频小的多的射频或微波频段的能量范围 .2. 辐射场的作用及核磁共振怎样的辐射场作用才能有效地引起磁能

4、级之间的核磁共振呢?考虑在一个恒定外磁场 B0 作用下，我们在垂直于 B0 的平面（ x ， y 平面）内加进一个旋转磁场 B1 ,使 B1 转动方向与 的拉摩尔进动同方向， 见图 1a。如B1的转动频率 与拉摩尔进动频率0相等时， 会绕 B0和B1的合矢量进动，使 与 B0的夹角 发生改变 , 增大,核吸收 B1磁场的能量使势能增加，见式（ 6）。如果 B1的旋转频率与 0不等，自旋系统会交体地吸收和放出能量，没有净能量吸收。因此能量吸收是一种共振现象，只有B1 的旋转频率 与 0 相等使才能发生共振旋转磁场 B1可以方便的由振荡回路线圈中产生的直线振荡磁场得到。因为一个 2B1 cos t

5、 的直线磁 场，可以看成两个相反方向旋转的磁场 B1 合成，见图 1b。一个与拉摩尔进动同方向，另一个反方向。反方向的磁场对 的作用可以忽略。旋转磁场作用方式可以采用连续波方式也可以采用脉冲方式。无疑, 辐射场引起的核磁共振还应该用量子理论来解释。由选择定则m1可知，只有相邻能级之间的跃迁才是允许的。如果辐射场的光子能量B0 ，将会引起共振跃迁，所以核磁共振条件为B0 ，恰好与磁矩在磁场中的进动频率相等。3驰豫过程与驰豫时间 因为磁共振的对象不可能是单个核，而是包含大量等同核的系统，所以用体磁化强度 M 来描述 , N 核系统 M 和单个核 i 的关系为： M i ， M 体现了原子核系统被磁

6、化的程度。具有磁矩的核 i1系统，在恒磁场 B0的作用下，由于单个核 i绕B0作拉摩尔进动，故宏观体磁化矢量 M 将绕 B0作拉摩 尔进动，进动角频率 0B0 。在热平衡情况下， 微观磁矩的旋进相位是随机分布的， 故宏观量 M 在 x、 y 平面上的投影 （横向分量 0）等于零，在 z轴上的投影（纵向分量）等于恒定值 M0 ，即磁化强度各分量的平衡值为M x 0, M y 0, M z M 0.（ 9）当辐射场作用引起共振吸收时，则 M 偏离 z 轴而在 x、y 平面上的投影不等于零，即M x 0, M y 0, M z M 0.（10）但共振吸收停止后，磁化强度 M 将会回复到原来的取向。通

7、常把这种由于物质内部相互作用而引起非平 衡状态向平衡状态恢复的过程称为驰豫过程。驰豫过程的机制比较复杂，但可简单的在宏观运动方程中引入两个时间常数来描述其规律，假设 分量和 Mx、My 分量向平衡值恢复的速度跟它们偏离平衡值的大小成正比，则这些分量对时间的导数可写为dMzM z M0 dMz M x dM zM y, ,（ 11）dtT1dtT2dtT2等式右边的负号表示恢复平衡的过程是磁化强度偏离平衡位置变换的逆过程，其中T1 是描述 M 的纵向分量 M z恢复过程的时间常量， 称为纵向驰豫时间； T2是描述 M 的横向分量 M x 、M y消失过程的时间 常量，称为横向驰豫时间。求方程（

8、11）的解，并把 Mx和My合并写为 Mx、y ，得tTtTM z M 0（1 e 1 ）, M x、y （M x、y）maxe 2（12）若驰豫作用强，则恢复平衡的时间短，T1和T2数值小。通常 T1比T2大，特别是固体， T2 比T1小的多。纵向驰豫又称为自旋晶格驰豫。 宏观样品是由大量小磁矩的自旋系统和它们所依附的晶格系统组成。 系统间不断发生相互作用和能量变换，纵向驰豫是指自旋系统把从射频磁场中吸收的能量交给周围环境， 转变为晶格的热能。 T1 是自旋体系与环境相互作用时的速度量度，T1 的大小主要依赖于样品核的类型和 样品状态，所以对 T1 的测定可知样品核的信息。横向驰豫又称为自旋

9、 自旋驰豫。自旋系统内 部也就是说核自旋与相邻 核自旋之间进行能量交 换，不与外界进行能量交 换，故此过程体系总能量 不变。自旋自旋驰豫过 程，由非平衡进动相位产 生时的体磁化强度 M 的 横向分量 M x,y 0恢复到平衡态时相位无关 Mx,y=0 表征,所需的特征时间记为 T2。由于 T2与体磁化强 度的横向分量 M x,y 的驰豫时间有关， 故T2 也称横向驰豫时间。 自旋自旋相互作用也是一种磁相互作用，进动相位相关主要来自于核自旋产生的局部磁场。 射频场 B1 ，外磁场空间分布不均匀都可看成是局部磁场。 射频脉冲的结束就是驰豫的开始，此时 M xy 最大（微观上各核磁矩在 x.y 平面

10、上的投影方向基本相同） ， 由于 B0 的存在 Mxy 将绕 B0 旋进，但各个核所处的局部环境不可能完全相同，任何一个核磁矩都会在它 周围产生局部磁场， 除核外还有核外电子也会产生磁场， 这些因素加起来， 可认为附加一个磁场 B ，核 磁矩实际上将绕 B0B 旋进，因局部各处 B 不同 ，虽然它很小，但足可以导致旋进角速度不再一致，即核磁矩从开始的相位相同逐渐发散，原来在旋进圆锥上同一位置的核磁矩相位出现参差不齐，最 终在旋转圆锥上均匀分布即 M xy 0 达到稳定状态这一现象称为散相或失相， 。可形象地理解为一些人排 成一个横排在操场上跑步，开始时，有教练管理，用相同的角速度在跑道上跑，后

11、来教练让大家自由跑， 由于有的跑的快，有的慢，只要时间足够必定全体人员在跑道上均匀分布。见图。4. 射频脉冲磁场 B1 瞬态作用如引入一个旋转坐标系 （x ,y ,z）， z方向与 B0方向重合，坐标旋转角频率0,则M 在新坐标系中静止。若某时刻 ,在垂直于 B0方向上施加一射频脉冲，其脉冲宽度tp满足 tpT1,tpT2（ T1, T2 为原子核系统的驰豫时间） ，通常可以把它分解为两个方向相反的圆偏振脉冲射频场，其中起作用的是施加在轴上的恒定磁场B1 , 作用时间为脉宽 t p ，在射频脉冲作用前M 处在热平衡状态，M M 0 ，方向与 z 轴（ z 轴）重合，施加射频脉冲作用，则 M 将

12、以频率 B1 绕 x 轴进动。转过的角度B1t p（如图 2a）称为倾倒角 ,如果脉冲宽度恰好使/ 2或，称这种脉冲为 900 或180 0脉冲。90 0脉冲作用下 M 将倒在 y 上，180 0脉冲作用下 M 将倒向 z 方向。 由B1t p可知，只要射频场足够强，则 t p值均可以做到足够小而满足 tpT1,T2, 这意味着射频脉冲作用期间弛豫作用可以忽略不计。5. 脉冲作用后体磁化强度 M 的行为自由感应衰减（ FID）信号设t0时刻加上射频场 B1,到t tp时M 绕B1旋转 900而倾倒在 y 轴上，这时射频场 B1 消失，核磁矩系统将由弛豫过程回复到热平衡状态。其中 Mz M0 的

13、变化速度取决于 T1, Mx0和 My 0的衰减速度取决于 T2 ,在旋转坐标系看来， M 没有进动，恢复到平衡位置的过程如图 3 a所示。在实验室坐标系看来， M 绕 z轴旋进按螺旋形式回到平衡位置，如图 3b 所示。图 3 90 脉冲作用后的弛豫过程在这个弛豫过程中，若在垂直于 z 轴方向上置一个接收线圈，便可感应出一个射频信号，其频率与进动频率 0 相同，其幅值按照指数规律衰减，称为自由感应衰减信号，也写作FID 信号。经检波并滤去射频以后，观察到的 FID 信号是指数衰减的包络线，如图 4（ a）所示。 FID信号与 M 在 xy平面上横向分量 的大小有关，所以 90 脉冲的 FID

14、信号幅值最大， 180 脉冲的幅值为零。图 4 自由感应衰减信号实验中由于恒定磁场 B0 不可能绝对均匀，样品中不同位置的核磁矩所处的外场大小有所不同，其进动频率各有差异， 实际观测到的 FID 信号是各个不同进动频率的指数衰减信号的叠加，如图 4b 所示，设T2 为磁场不均匀所等效的横向弛豫时间，则总的FID 信号的衰减速度由 T2和T2 两者决定，可以用一个称为表观横向弛豫时间 T2 来等效：1 1 1 （ 13）T2 T2 T2若磁场域不均匀，则 T2 越小，从而 T2 也越小， FID 信号衰减也越快。6. 自旋回波法测量横向弛豫时间 T2（ 9001800脉冲序列方式）自旋回波是一种

15、用双脉冲或多个脉冲来观察核磁共振信号的方法，它特别适用于测量横向弛豫时间T2 ，谱线的自然线宽是由自旋自旋相互作用决定的，但在许多情况下，由于外磁场不够均匀，谱线 就变宽了，与这个宽度相对应的横向弛豫时间是前面讨论过的表观横向弛豫时间T2 ，而不是 T2 了，但用自旋回波法仍可以测出横向弛豫时间 T2 。实际应用中，常用两个或多个射频脉冲组成脉冲序列，周期性的作用于核磁矩系统。比如在900 射频脉冲作用后，经过 时间再施加一个 1800 射频脉冲，便组成一个 9001800 脉冲序列，这些脉冲序列的脉宽 tp 和脉距 应满足下列条件：9001800 脉冲序列的作用结果如图t p T1,T2,T

16、2T1,T25所示，在90 0射频脉冲后即观察到 FID信号；在1800 射 频脉冲后面对应于初始时刻的 2 处可以观察到一个“回波”信号。这种回波信号是在脉冲序列作用下核 自旋系统的运动引起的，所以称为自旋回波。()()图 6 900 1800 自旋回波矢量图解以下用图 6 来说明自旋回波的产生过程。 图 6（ a）表示体磁化强度 M 0在 90 0射频脉冲作用下绕 x 轴 转到 y 轴上；图 6（b）表示脉冲消失后核磁矩自由进动受到B0 不均匀的影响，样品中部分磁矩的进动频率不同，引起磁矩的进动频率不同，使磁矩相位分散并呈扇形展开。为此可把 M 看成是许多分量 M i 之 和。从旋转坐标系

17、看来， 进动频率等于 0的分量相对静止， 大于 0的分量（图中以 M 1代表）向前转动， 小于 0的分量（图中以 M 2为代表）向后转动；图 6（c）表示 1800射频脉冲的作用使磁化强度各分量 绕z 轴翻转1800，并继续它们原来的转动方向运动；图6（d）表示t 2时刻各磁化强度分量刚好汇聚到 y 轴上；图 6（e）表示 t 2 以后，用于磁化强度各矢量继续转动而又呈扇形展开。 因此，在 t 2 处得到如图 3 所示的自旋回波信号。由此可知，自旋回波与 FID 信号密切相关，如果不存在横向弛豫，则自旋回波幅值应与初始的 FID 信 号一样，但在 2 时间内横向弛豫作用不能忽略，体磁化强度各横

18、向分量相应减小，使得自旋回波信号幅 值小于 FID 信号的初始幅值，而且脉距 越大则自旋回波幅值越小，并且回波幅值 U 与脉距 存在以下关系：U U 0e t/T2（ 14）式（8）中t 2 ， U 0是90 0射频脉冲刚结束时 FID 信号的初始幅值，实验中只要改变脉距 ，则回波 的峰值就相应的改变， 若依次增大 测出若干个相应的回波峰值， 便得到指数衰减的包络线。 对 （8） 式两边 取对数，可以得到直线方程lnU lnU0 2 /T2（15）式中 2 作为自变量，则直线斜率的倒数便是 T2 。7.反转恢复法测量纵向驰豫时间 T1（ 180 0 900 脉冲序列）当系统加上 1800脉冲时

19、，体磁化强度 M 从 z轴反转至 z方向，而由于纵向驰豫效应使 z轴方向 的体磁化强度 Mz幅值沿 z轴方向逐渐缩短，乃至变为零，再沿 z轴方向增长直至恢复平衡态 M0，Mz 随时间变化的规律可用（ 11）式第一个方程dM zM z M 0dtT1求解， 1800 脉冲作用后初始条件为 t 0时 M zM0，得到M z（t） M 0（1 2e t/T1）（16）是以时间 T2 呈指数增长，见图 7。为检测 Mz瞬时值 Mz（t），在180脉冲后，隔一时间 t再加上 90 0脉冲，使M z倾倒至 x 与 y 构成平面上 产生一自由衰减信号。这个信号初始幅值必定等于 M Z (t) 。如果等待时间

20、 t 比 T1长得多，样 品将完全恢复平衡。用另一些不同的时间间隔t 重复 1800 900 脉冲序列的实验，得到另一 FID 信号初始幅值。这样，把初始幅值与脉冲间隔 t 的关系画出曲线，就能得到图 7。曲线表征体磁化强度 M 经180 0脉冲反转后 M(Z t) 按指数规律恢复平衡态的过程。 以此实测曲线可 算出纵向驰豫时间 T1(自旋晶格驰豫时间)。最简约的方法是寻找 MZ(t) 0处 ，由式 T1 tn /ln 2 1.44t n 得到。纵向驰豫时间指上能级不经过辐射跃迁至下能级的时间。反转恢复法测量T1 是利用核磁矩完全平行静时磁场无任何射频辐射信号来测量驰豫时间。反转恢复法是 18

21、0-90 脉冲序列完成。 180 脉冲后核磁矩反平 行静磁场核磁矩处于上能级， 无辐射信号。 如果再 180 脉冲后马上加 90 脉冲， 成为 270 脉冲核磁矩垂直静 磁场有较强的辐射，如果跃迁至一半核磁矩垂直静磁场，加 90 脉冲后核磁矩平行静磁场，无辐射信号。如 果在核磁矩完全跃迁至平行静磁场再加 90 脉冲后核磁矩垂直静磁场有较强的辐射信号。 所以跃迁一半的时 间具有特殊性：第一脉冲( 180 脉冲)无辐射信号，第二脉冲也无辐射信号，如果改变脉冲间隔第二脉冲 具有较小的辐射信号。所以调节第二脉冲至跃迁一半的时间就可测出T1。如图 (A2)图 A28脉冲核磁共振的捕捉范围为了实现核磁共振

22、，连续核磁共振通常采用“扫场法”或者“扫频法” ，但效率不高，因为这类方法只捕捉到频率波谱上的一个点。脉冲核磁共振采用时间短而功率大的脉冲，根据傅里叶变换可知它具备很宽 的频谱。一个无限窄的脉冲对应的频谱是频率成份全部而且各成份幅度相等。用这样理想的脉冲作用于于10原子核系统激发所有成份而得到波谱。而实际工作中使用的是有一定宽度的方形脉冲，它是由一个射频振荡被方形脉冲调制而成的，用傅里叶变换可得它的频率谱，其为连续谱，但各频率的幅度不相同，射频成份最强，在 f 0 两边幅度逐渐衰减并有负值出现，当12T0的时候，幅度第一次为零。但只要2T0足够小，在 f 0 旁边就有足够宽的振幅基本相等的频谱

23、区域，这样就能够很好的激发原子核系统。相应频率范围幅度如下式：I(f ) 2AT0Sin(T0 2 ( ff0 )T0 2 ( f f0 )1式中， T0是矩形脉冲半宽度 , U 是脉冲幅度， f 是射频脉冲频率。可见， 2T0 愈短覆盖的范围愈2T0宽。所以只要有足够短的脉冲就具有大的捕捉共振频率的范围，同时对测量无任何影响，这是连续核磁共振无法达获得到的，也是脉冲核磁共振广泛应用的原因。脉宽和频宽及幅度的关系见图 8（ 这里我们以 20.0000MHz为例） 。20.0000MHz图 8、实验目的：1 掌握脉冲核磁共振的基本概念和方法。2通过观测核磁共振对射频脉冲的响应对能级跃迁过程（ 驰

24、豫）了解3学会用基本脉冲序列测量液体样品的驰豫时间T1、 T2。11三、实验装置及检测原理：实验装置采用脉冲核磁共振成像教学实验系统， 它包括磁铁、 探头、 开关放大器、 相位检波器、 振荡器、 控制采集器、计算机、梯度电流驱动器。如图 5-3-1图 5-3-1 脉冲核磁共振的实验装置1)2)3)4)探头：包括梯度线圈和射频线圈，在脉 冲核磁共振实验中梯度线圈的作用是修 正磁铁本身因加工误差而带来的梯度 场，起到匀场的作用，同时也是观察相 位散失实验不均匀场的来源。在以后的 成像实验中梯度线圈起到空间相位编码 和频率编码的作用。射频线圈是旋转磁 场和观察自由旋进信号的发射线圈和接 收线圈。样品

25、放入射频线圈内。开关放大器：开关放大器是射频切换开 关。在旋转射频场加载时将射频线圈与 射频脉冲连接，此时射频脉冲与相位检 波器内的放大器断开。在观察自由旋进 信号时将射频线圈与相位检波器的放大 器相连。这样可以避免大功率脉冲烧毁放大器和自由旋进信号观察困难。振荡器：提供射频基准和射频脉冲。相位检波器：相位检波器在电子学中是将高频信号转变成低频信号，因为高频信号采集困难。在核 磁共振中它的作用就是将实验室坐标系转变为旋转坐标系，才能保证每次激发时相位是一致的，从A(t)cos 1t 乘上参考信号而能够得到成像所必需的相位精度。它的基本原理是将原有的信号cos 0t 得到和频和差频，A(t) c

26、os 1tcos 0t A(t)cos( 10)t A(t ) cos( 10)t (17)和频项在调制时采用在这里无用，通过积分器或低通滤波器即可将其滤除，得到差频项以便于 信号处理。如图(5-2-4)5) 控制采集系统：控制采 集系统将计算机发送的脉冲序 列代码转换成实际的脉冲序列 并将信号转变成数字代码传递 给计算机。6) 计算机：将采集的数据进 行处理，编译各种脉冲序列。 它通过 RS232 与控制采集系 统连接。7) 梯度电流驱动电路：将控 制采集系统 DA 输出的梯度控制电压变成产生梯度场的电流。 图 5-3-2 相位检波器的工作原理8) 磁体：磁体采用高磁能级铷铁錋磁钢，所产生的

27、磁场可以得到极高的精确度；为了得到高稳定度的 磁场磁体放置恒温器中，温度稳定度一般在0.06/小时 .五、实验内容：1. 用计算机软件或示波器观察自由衰减信号( FID 信号)用第一脉冲进行观察。我们可以用双踪示波器观测，也可以用电脑(用软件)进行观测。观察波形变 化，目的都使 FID 信号衰减最慢。脉冲宽度变化意味着样品体系、体磁化矢量、倾倒角 的变化。设置不同的脉冲宽度使产生不同的倾倒角度，如900，1800等，观察 FID 变化， 90 0信号最大， 1800信号为12观察 FID 信号与脉冲时间宽度的关系：改变脉冲宽度，用计算机记录实验结果并保存数据及图片如图 （5-3-8 ），计算

28、B1由图（ 5-3-8 ）得出以下表格表 5-3-1 脉冲宽度测量（数值供参考）B1t （度）90180270360450540脉冲时间宽度（ S ）1634527090108对上表格进行线性拟合得到 k 0.205 s度 ，从中推出周期 T 2 360 k 73 3 S 已知 h 2 42.577 106 Hz/T ，求得 B1 3.2 0.1 10 4T 3.2 0.1Gs图 5-3-8 FID 信号与脉冲时间宽度的关系的实验数据2. 用自旋回波法测量横向弛豫时间 T2在实验内容 1 调节基础上，用 9001800 脉冲的方法获得自旋回波信号，如果自旋回波较小，可以反复调节 I 0 至回波

29、最大，再改变 分别获得回波极大值，作包络线，求出 T2.180o脉冲的相位突变现象。在非均观察自旋回波信号：在均匀磁场下观察样品的自旋回波信号，理解匀磁场下观察自旋回波信 号，理解自旋回波的作用。 如图（ 5-3-9 ）图 5-3-9 不同磁场下的自 旋回波实验数据 通过改变脉冲间隔测量自 旋回波的大 小，计算 T2 用最小二乘法作直线拟合 . 由表 5-3-2 样品芝麻油的实验 数据序列号12345TE(mS)回波幅度 UlnU13序列号12345TE(mS)回波幅度 UlnU表 5-3-3 样品 1%硫酸铜的实验数据T2 得到 lnV lnV0 2 T 是一直线方程 . V0是90o 射频

30、脉冲刚结束时 FID信号的幅值 （电 2.压值） ,V 是回波幅值 （电压值）. 2T 是斜率 ,由最小二乘法拟合 .V V0e3. 用反转回复法测量纵向弛豫时间 T1（选做 ）即用1800900脉冲序列求弛豫时间 T1。在 x 加1800脉冲使 M0从 z到 z轴，一瞬间M zM z0 ，此后 M Z 就开始通过自旋晶格弛豫沿 z 轴企图恢复到平衡值，经过 t 秒后， M Z 收缩成如式（ c），由于谱仪不能检测沿 z 轴信号，所以延迟 t 后必须加 脉冲使它从 z 转到 y 方向2x四、实验步骤和测量方法1 正确连线根据仪器组成介绍中连接。 连接完毕后可以将样品放入探头中如图所示。样品安装

31、示意图2频率设置 以上步骤完成后就可以运行软件程序了。运行软件第一步就 是共振频率设置。 按下“参数设置” 页面， 选择你所连接的串行口图样品一般情况下， 默认的串行口为 COM1口）；然后按下“自动采集”出现采集的信号（黑色线表示）图及傅立叶变换的频谱图（红色线表示） ，同时出现 闪动的“采集”字样如图 12。如果不出现采集图说明串行通讯口设置错误，调整串行通讯口。调节“共振 频率设定”的“中调”按钮，直至出现图中的图形。频率调节范围大致在 18.00MHz-20.00MHz 之间（根据 用户的磁铁而定） ，如果以前已经“设定保存”过，那么根据温度变化情况具体设置， 一般情况按 （0.02MHz/ ）14（仪器可以检测其长度了） 。不同的 t 有不同的长度，见图七示意。进行设置图 12 频率设置界面3调节匀场( 17 ) ( 16 ) ( 15 ) ( 14 ) ( 13 ) ( 12 )（ 19 ）匀场电流显示（ 9 ）电源指示粗调细调粗调细调粗调 细调Z方向匀场X梯度输入( 11 )00R2方向匀场