本發(fā)明涉及非侵入式溫度測量的
技術(shù)領(lǐng)域：
，基于納米測量技術(shù)，具體涉及一種基于有效弛豫時(shí)間的磁納米溫度測量方法，解決了長期困擾磁納米溫度測量方法不適用高頻激勵(lì)磁場的問題，利用磁性納米顆粒的溫度敏感性，通過磁納米在射頻激勵(lì)磁場中磁化響應(yīng)進(jìn)行磁納米溫度測量，在磁納米熱療領(lǐng)域中實(shí)現(xiàn)射頻磁場加熱組織的同時(shí)進(jìn)行溫度測量。
背景技術(shù)：
：據(jù)全國腫瘤登記中心發(fā)布的《2015中國腫瘤登記年報(bào)》顯示，我國當(dāng)年新增癌癥病例337.2萬，癌癥死亡病率2213萬，相當(dāng)于每分鐘就有6.4個(gè)人得癌。數(shù)據(jù)顯示，癌癥發(fā)病率和死亡率明顯呈上升趨勢，其中結(jié)直腸癌、男性前列腺癌、女性乳腺癌、甲狀腺癌、宮頸癌發(fā)病仍呈上升趨勢，食管癌、胃癌、肝癌呈下降趨勢。癌癥仍居我國發(fā)病死亡率首位。伴隨著醫(yī)療水平的進(jìn)步，腫瘤的治療手段也多種多樣，但毒副作用相對(duì)來說依舊很大，目前采用的最主要的治療手段仍然是手術(shù)以及放療、化療。尋求毒副作用小的治療方法，或在現(xiàn)有治療手段的基礎(chǔ)上增加輔助方法，達(dá)到減小毒副作用的目的，為腫瘤病人提高治療時(shí)的舒適度，提高治療效果等，是眼下腫瘤治療急需解決的問題。近年來，隨著臨床熱療技術(shù)的不斷發(fā)展，臨床熱療也被應(yīng)用到了腫瘤的治療上，并取得了顯著的治療效果，毒副作用相對(duì)較小，已經(jīng)引起了研究者的高度重視。研究表明，在高溫的熱環(huán)境中，腫瘤組織內(nèi)血液流動(dòng)緩慢、阻力大、散熱困難，因此熱量比較容易積聚且溫度升高很快；而腫瘤周圍的正常組織在高溫作用下會(huì)擴(kuò)張血管、加快血流速度、散熱迅速、溫升慢，因此兩者溫差可達(dá)5～10℃。腫瘤鄰近組織加熱至41.5℃時(shí)，腫瘤組織的溫度可達(dá)43～48℃之高，維持一段時(shí)間后腫瘤細(xì)胞可以被有效殺死，而正常細(xì)胞在溫度超過43℃時(shí)仍然未見損傷，由此可見，高溫?zé)嵝?yīng)對(duì)腫瘤組織細(xì)胞具有選擇性殺傷作用。腫瘤熱療(Hyperthermia)是一種利用射頻電磁波、超聲波或者微波等物理致熱源，直接或者通過導(dǎo)入介導(dǎo)材料給全身或局部腫瘤組織加熱到有效的治療溫度，并維持一定時(shí)間，從而引起腫瘤稀薄結(jié)構(gòu)、功能的不可逆轉(zhuǎn)的改變，以達(dá)到殺死腫瘤細(xì)胞的目的。腫瘤熱療根據(jù)介入方式的不同分為組織間熱療、熱灌注熱療、單純外照射熱療以及腔內(nèi)熱療等，因其對(duì)腫瘤的靶向能力差，容易導(dǎo)致周圍鄰近正常組織的溫度升高，造成一定的創(chuàng)傷性，其臨床應(yīng)用受限。隨著納米技術(shù)的發(fā)展、磁性納米材料的出現(xiàn)以及磁性納米顆粒靶向概念的提出，采用磁性納米產(chǎn)熱介質(zhì)的方法以及技術(shù)發(fā)展，極大程度上推動(dòng)了腫瘤熱療的發(fā)展。磁性納米顆粒在交變磁場下可發(fā)生溫升效應(yīng)，利用磁性納米顆粒作為介導(dǎo)材料的新型腫瘤熱療方法，在動(dòng)物實(shí)驗(yàn)中取得了明顯效果。然而要整個(gè)腫瘤組織溫度達(dá)到42℃～43℃或者更高，但鄰近組織低于正常細(xì)胞的損傷溫度，這就要求能夠?qū)崟r(shí)準(zhǔn)確的控制人體的內(nèi)部溫度。磁性納米顆粒不僅可以作為腫瘤熱療的介導(dǎo)材料，還可在納米水平上將其作為藥物載體，對(duì)腫瘤組織部位的定點(diǎn)給藥，實(shí)現(xiàn)對(duì)腫瘤的靶向治療。腫瘤細(xì)胞周圍藥物濃度保持在恰當(dāng)?shù)姆秶鷥?nèi)是獲得最佳治療效果的保證，溫度是其控制磁納米顆粒載體中藥物釋放量的關(guān)鍵因素。無論是用磁納米顆粒作為介導(dǎo)材料的腫瘤熱療治療方法，還是用其作為藥物載體，對(duì)腫瘤實(shí)現(xiàn)靶向治療的手段，溫度都是影響治療效果的關(guān)鍵。目前活體內(nèi)部的無創(chuàng)精密快速測量問題仍然沒有很好的解決方法，成為了以磁納米為載體的靶向藥物釋放和腫瘤熱療溫度控制的瓶頸。目前臨床上采用的活體內(nèi)部測溫方法無論是熱電偶、高阻導(dǎo)線、熱敏電阻、光線都是將熱敏元件放入被測組織內(nèi)部的侵入式有損測溫，存在以下幾個(gè)局限性：(1)受測溫度探頭數(shù)量和人體組織結(jié)構(gòu)限制，侵入式有損測溫的溫度監(jiān)測點(diǎn)數(shù)量有限，得到的只是組織內(nèi)部有限個(gè)點(diǎn)的溫度數(shù)據(jù)，不能反映整個(gè)加熱組織的溫度分布情況。(2)測溫探頭本身會(huì)影響被加熱組織的傳熱特性，對(duì)熱場的分布干擾較大，進(jìn)一步影響了溫度的均勻性。(3)給腫瘤患者帶來痛苦，有可能引起癌細(xì)胞擴(kuò)散轉(zhuǎn)移，增加治療風(fēng)險(xiǎn)?；谝陨蠋c(diǎn)，探索一種無創(chuàng)傷的非侵入式的實(shí)時(shí)精密的人體內(nèi)部溫度測量方法對(duì)于腫瘤熱療的溫度檢測、腫瘤靶向治療藥物的釋放控制，提高治療效果和生物安全性尤為重要。磁性納米顆粒用于濃度和溫度測量始于2005年，德國學(xué)者BernhardGleich和JurgenWeizenecker在nature雜志上發(fā)表一篇《利用磁性納米顆粒的磁化曲線非線性實(shí)現(xiàn)層析成像》。2009年，美國J.B.Weaver首次從實(shí)驗(yàn)的角度驗(yàn)證了磁納米粒子的溫度敏感性，當(dāng)磁性納米顆粒在單頻交變磁場激勵(lì)下，磁性納米顆粒交流磁化強(qiáng)度信息中的三次諧波幅值和五次諧波幅值的比值與溫度具有相關(guān)性，通過實(shí)驗(yàn)和擬合的方式進(jìn)行了驗(yàn)證，其初在熱療溫度窗口內(nèi)的溫度測量精度小于1攝氏度，但是遺憾的是其缺少相關(guān)的理論依據(jù)。2011年，華中科技大學(xué)劉文中教授等人從理論上證明了磁性納米顆粒的溫度敏感性，發(fā)現(xiàn)在直流磁場激勵(lì)下的磁性納米顆粒的直流磁化率的倒數(shù)與溫度具有極強(qiáng)相關(guān)性，并提出了直流磁場激勵(lì)下的磁納米溫度測量模型。但是其缺點(diǎn)是測量時(shí)間較長，時(shí)間分辨率低，無法滿足特殊應(yīng)用場合的要求。2012年，鐘景博士等人利用磁性納米顆粒的溫度敏感性，提出單頻交變磁場激勵(lì)下的磁納米溫度測量方法，該方法在一定程度上解決了直流磁場激勵(lì)下的測量時(shí)間較長的難題，但是該方法需要測量磁性納米顆粒磁化響應(yīng)的高次諧波幅值信息，然而高次諧波幅值測量難度較大，因?yàn)閷?dǎo)致該方法的溫度測量精度較低。技術(shù)實(shí)現(xiàn)要素：為了解決上述技術(shù)問題，本發(fā)明提供了一種基于有效弛豫時(shí)間的磁納米溫度測量方法，能夠在磁納米熱療領(lǐng)域中實(shí)現(xiàn)射頻加熱的同時(shí)進(jìn)行溫度測量，從而滿足磁納米熱療關(guān)于射頻加熱的同時(shí)獲取溫度信息的要求。為了達(dá)到上述目的，本發(fā)明的技術(shù)方案是：一種基于有效弛豫時(shí)間的磁納米溫度測量方法，其步驟如下：步驟一、將磁性納米顆粒放置在位于非透明物體內(nèi)部的待測對(duì)象區(qū)；步驟二、利用射頻磁場對(duì)待測對(duì)象區(qū)的磁性納米顆粒進(jìn)行組織加熱，同時(shí)采用空心式結(jié)構(gòu)的線圈獲取磁性納米顆粒在射頻磁場激勵(lì)下的磁化響應(yīng)信息；步驟三、提取磁性納米顆粒磁化響應(yīng)信號(hào)中任意一個(gè)諧波信號(hào)的幅值為Ci，i為諧波次數(shù)，i＝1,3,5,7,…n，n為諧波個(gè)數(shù)；步驟四、以有效弛豫時(shí)間為中間變量，以任意一個(gè)諧波信號(hào)的幅值信息Ci構(gòu)建各次諧波信號(hào)的幅值Ci與絕對(duì)溫度T之間的關(guān)系：Ci=ai1+(iωτeff)21τeff=1τB+1τNτB=πηDH32kBTτN=τ0σ-1/2eσσ≥1τ0eσσ<1σ=KVmkBT;]]>其中，ai為靜態(tài)磁化強(qiáng)度響應(yīng)各次諧波幅值，i＝1,3,5,7,…n，ω表示頻率，τeff為磁性納米顆粒的有效弛豫時(shí)間，τB為布朗弛豫時(shí)間，τN為聶爾弛豫時(shí)間，τ0為初始弛豫時(shí)間，η為粘度，DH為水動(dòng)力學(xué)粒徑，kB為玻爾茲曼常數(shù)，σ為比飽和磁化強(qiáng)度，K為磁各向異性常數(shù)，Vm為粒子的核體積；上述變量均為已知參數(shù)，T為未知變量，通過上述公式可以計(jì)算絕對(duì)溫度T。所述空心式結(jié)構(gòu)的線圈采用兩個(gè)空心結(jié)構(gòu)的線圈，兩個(gè)線圈同軸放置，一個(gè)線圈進(jìn)行信號(hào)檢測，另一個(gè)線圈作為平衡線圈。所述提取磁性納米顆粒磁化響應(yīng)信號(hào)中諧波信號(hào)的方法是采用數(shù)字相敏檢波算法或快速傅立葉變換算法，將磁性納米顆粒磁化響應(yīng)信息中的各次奇次諧波信號(hào)的幅值提取出來。諧波信號(hào)的幅值Ci與絕對(duì)溫度T之間的關(guān)系的求解方法是：當(dāng)諧波個(gè)數(shù)為n＝1時(shí)，直接計(jì)算絕對(duì)溫度T；當(dāng)諧波個(gè)數(shù)n>1時(shí)，以最小溫度誤差為約束條件，利用最小二乘法原理擬合得到絕對(duì)溫度T。本發(fā)明將磁性納米顆粒鋪設(shè)到待測對(duì)象處，之后通過射頻磁場發(fā)生裝置對(duì)磁性納米顆粒進(jìn)行射頻磁場激勵(lì)，根據(jù)磁性納米顆粒磁化曲線的非線性特點(diǎn)，磁化響應(yīng)信息中含有不同的各次諧波信息，通過數(shù)字相敏檢波算法或快速傅里葉變換等提取出所需各次諧波的幅值，最后利用有效弛豫時(shí)間構(gòu)建和求解各次諧波幅值與溫度的反演模型獲取待測對(duì)象處的絕對(duì)溫度。本發(fā)明優(yōu)點(diǎn)在于，磁性納米顆粒在射頻磁場激勵(lì)下產(chǎn)生的磁化響應(yīng)信息中包含豐富的諧波信息，從理論模型方面，利用有效弛豫時(shí)間建立磁性納米顆粒的磁化響應(yīng)諧波幅值信息與溫度之間的數(shù)學(xué)模型，解決了困擾磁納米溫度測量方法長期無法適用于高頻磁場激勵(lì)領(lǐng)域；從磁納米熱療應(yīng)用方面，解決了磁納米熱療領(lǐng)域射頻加熱和溫度測量無法同時(shí)進(jìn)行的難題，大大提高了磁納米熱療的實(shí)效性。本發(fā)明利用磁性納米顆粒的溫度敏感性，磁性納米顆粒在射頻磁場的激勵(lì)下，交流磁化強(qiáng)度信息包含豐富的各次諧波信息，利用有效弛豫時(shí)間這一中間變量建立磁納米顆粒交流磁化響應(yīng)的諧波幅值信息與溫度之間的函數(shù)，實(shí)現(xiàn)磁納米顆粒在射頻磁場激勵(lì)下的溫度測量問題，解決了磁納米溫度測量方法無法適用于射頻磁場激勵(lì)(高頻磁場)的應(yīng)用場合高次諧波測量困難的難題，同時(shí)解決了利用磁納米粒子加熱的同時(shí)進(jìn)行溫度測量的難題，有助于提高磁納米熱療方法的時(shí)效性和可行性。附圖說明為了更清楚地說明本發(fā)明實(shí)施例或現(xiàn)有技術(shù)中的技術(shù)方案，下面將對(duì)實(shí)施例或現(xiàn)有技術(shù)描述中所需要使用的附圖作簡單地介紹，顯而易見地，下面描述中的附圖僅僅是本發(fā)明的一些實(shí)施例，對(duì)于本領(lǐng)域普通技術(shù)人員來講，在不付出創(chuàng)造性勞動(dòng)的前提下，還可以根據(jù)這些附圖獲得其他的附圖。圖1為本發(fā)明測溫的具體流程圖。圖2為本發(fā)明磁納米粒子磁矩進(jìn)動(dòng)的示意圖。圖3為本發(fā)明無噪聲情況下分別利用一次諧波幅值、三次諧波幅值和五次諧波幅值反演溫度的誤差對(duì)比圖。圖4為本發(fā)明信噪比為40dB時(shí)分別利用一次諧波幅值、三次諧波幅值和五次諧波幅值反演溫度的誤差對(duì)比圖。圖5為本發(fā)明信噪比為60dB時(shí)分別利用一次諧波幅值、三次諧波幅值和五次諧波幅值反演溫度的誤差對(duì)比圖。圖6為本發(fā)明信噪比為80dB時(shí)分別利用一次諧波幅值、三次諧波幅值和五次諧波幅值反演溫度的誤差對(duì)比圖。具體實(shí)施方式下面將結(jié)合本發(fā)明實(shí)施例中的附圖，對(duì)本發(fā)明實(shí)施例中的技術(shù)方案進(jìn)行清楚、完整地描述，顯然，所描述的實(shí)施例僅僅是本發(fā)明一部分實(shí)施例，而不是全部的實(shí)施例?；诒景l(fā)明中的實(shí)施例，本領(lǐng)域普通技術(shù)人員在沒有付出創(chuàng)造性勞動(dòng)前提下所獲得的所有其他實(shí)施例，都屬于本發(fā)明保護(hù)的范圍。一種基于有效弛豫時(shí)間的磁納米溫度測量方法，如圖1所示，在混頻磁場激勵(lì)下實(shí)現(xiàn)磁納米溫度的測量。下面首先介紹一下基礎(chǔ)理論。1、布洛赫弛豫方程布洛赫方程是在宏觀上描述磁矩密度的唯象方程。對(duì)于單疇的磁納米粒子來說，粒子內(nèi)部只存在于一個(gè)磁矩在外加激勵(lì)磁場的作用下，磁矩會(huì)朝著激勵(lì)磁場的方向進(jìn)動(dòng)。若不考慮磁矩與周圍環(huán)境的相互作用，磁矩的角速度、磁矩與激勵(lì)磁場之間的夾角為常數(shù)。因此，進(jìn)動(dòng)方程可以表示為：dm→dt=ω→P×m→;]]>其中，為拉莫進(jìn)動(dòng)角頻率。實(shí)際上磁矩與周圍環(huán)境的相互作用必須考慮。例如磁矩與晶格之間的相互作用會(huì)導(dǎo)致偶極矩?fù)p失能量。由于磁矩與周圍環(huán)境之間存在阻尼作用，因此磁矩朝著激勵(lì)磁場的方向進(jìn)動(dòng)時(shí)會(huì)出現(xiàn)弛豫現(xiàn)象，故考慮上述進(jìn)動(dòng)方程中添加需要弛豫項(xiàng)，修正為：dm→dt=ω→P×m→-1τ(m→-m→0);]]>其中，τ為弛豫時(shí)間，在磁流體中即為有效弛豫時(shí)間；為粒子在初始平衡狀態(tài)下的磁矩。帶阻尼的拉莫進(jìn)動(dòng)如圖2所示，磁納米粒子朝著激勵(lì)磁場方向進(jìn)動(dòng)并弛豫至平衡狀態(tài)，從而最終磁矩的方向與激勵(lì)磁場相同。進(jìn)一步用磁化強(qiáng)度的形式表示：dM→dt=S→I×M→-1τeff(M→-M→0)]]>其中，表示角動(dòng)量密度，I為磁流體中磁納米粒子的磁矩m之和，為磁納米粒子整個(gè)磁矩的角速度，分別為磁化強(qiáng)度和初始磁化強(qiáng)度，τeff為整個(gè)磁納米粒子的有效弛豫時(shí)間。磁納米粒子內(nèi)電子旋轉(zhuǎn)進(jìn)動(dòng)的時(shí)間與τ0一個(gè)數(shù)量級(jí)，約為10-9～10-10s；另一方面，磁流體的流動(dòng)決定了角動(dòng)量密度而用在溫度測量的交流激勵(lì)頻率的范圍只是在幾萬赫茲到幾十萬赫茲，還不足以引起流體的振動(dòng)帶動(dòng)粒子的進(jìn)動(dòng)，因此整個(gè)納米粒子的進(jìn)動(dòng)可以忽略，即上式中拉莫進(jìn)動(dòng)項(xiàng)可以忽略。進(jìn)一步簡化為：dM→dt=-1τeff(M→-M→0);]]>在考慮磁納米粒子的磁弛豫現(xiàn)象后，就可以通過求解上式得到磁納米粒子的磁化強(qiáng)度的實(shí)時(shí)響應(yīng)。2、布洛赫弛豫方程的求解由于本發(fā)明中主要考慮磁化響應(yīng)強(qiáng)度在激勵(lì)磁場方向上的分量，因此磁化強(qiáng)度可以簡化成標(biāo)量的形式：dMdt=-1τeff(M-M0);]]>其中，M0為符合朗之萬方程的平衡磁化強(qiáng)度。下面將對(duì)上述標(biāo)量公式進(jìn)行求解。首先對(duì)平衡磁化強(qiáng)度M0傅里葉展開：M0(t)=a02+Σn=1∞(ancosnωt+bnsinnωt);]]>其中，ω表示頻率，an和bn為時(shí)變的傅里葉系數(shù)：an=ωπ∫-π/ωπ/ωM0(t)cosnωtdtn≥0bn=ωπ∫-π/ωπ/ωM0(t)sinnωtdtn≥1;]]>對(duì)磁化響應(yīng)強(qiáng)度在激勵(lì)磁場方向上的分量標(biāo)量表達(dá)式兩邊進(jìn)行拉普拉斯變換得：sL(s)-MI=-1τeff[L(s)-L0(s)];]]>其中，s為一復(fù)變量，L(s)拉普拉斯變換式，L0(s)拉普拉斯變換式初值，MI為磁流體的初始磁化強(qiáng)度，可表示為：MI＝M(t＝0)；對(duì)平衡磁化強(qiáng)度傅里葉展開式進(jìn)行拉普拉斯變換后整合為sL(s)-MI=-1τeff[L(s)-a02-Σn=1∞(an·ss2+(nω)2+bn·nωs2+(nω)2]]]>即：L(s)=MI+a0/(2τeff)s+1/τeff+Σn=1∞ans+bnnω(1+sτeff)(s2+(nω)2).]]>對(duì)上式進(jìn)行拉普拉斯逆變換即可得到如下式所示的實(shí)時(shí)交流磁化響應(yīng)強(qiáng)度。若給定激勵(lì)磁場為正弦波交流激勵(lì)：H(t)＝H0cosωt由于M0(t)是關(guān)于H(t)的奇函數(shù)，而H(t)又是關(guān)于t的偶函數(shù)，因此M0(t)的傅里葉展開式可以簡化成：M0(t)=Σn=1∞ancosnωt]]>因此，a0＝0，bn＝0。那么正弦波交流激勵(lì)下的磁化強(qiáng)度實(shí)時(shí)響應(yīng)為：M(t)=MIe-t/τeff+Σn=1∞an1+(nωτeff)2[cosnωt+nωτeffsinnωt]-Σn=1∞an1+(nωτeff)2e-t/τeff.]]>不只是正弦波激勵(lì)磁場，只要是符合關(guān)于時(shí)間t為偶函數(shù)的激勵(lì)磁場均能用上式來表示磁納米粒子時(shí)變激勵(lì)場下的磁化強(qiáng)度的實(shí)時(shí)響應(yīng)。同時(shí)通過上述可以發(fā)現(xiàn)磁化強(qiáng)度實(shí)時(shí)響應(yīng)M(t)含有豐富的諧波信息，而且諧波信息幅值與有效弛豫時(shí)間τeff具有相關(guān)性，因此，有效弛豫時(shí)間可以通過間接獲取諧波幅值信息得到。3、尼爾弛豫磁納米粒子的核殼型結(jié)構(gòu)決定了其具有兩種獨(dú)立的磁弛豫過程：尼爾弛豫和布朗弛豫。尼爾弛豫是指粒子內(nèi)的磁矩的磁弛豫現(xiàn)象；而布朗弛豫是指整個(gè)粒子在流體中的轉(zhuǎn)動(dòng)現(xiàn)象。單疇的磁納米粒子的磁核具有磁各向異性，亦稱非均質(zhì)性。在不同的方向上粒子表現(xiàn)出來的磁化程度的不同。磁各向異性能的作用就是“負(fù)責(zé)”磁矩保持在一個(gè)特定的方向上，其中在易磁化軸上，所需要的磁化能最小，表現(xiàn)出來的磁化程度最大。磁各向異性分為磁晶各向異性，形狀磁各向異性，應(yīng)力磁各向異性，感生磁各向異性以及交換磁各向異性等。對(duì)于單疇的磁納米粒子來說，粒子內(nèi)的磁各向異性勢能表示為：E(θ)＝-KVm(sinθ)2；其中，θ為磁矩與易磁化軸之間的夾角，K為磁各向異性常數(shù)，Vm為粒子的核體積。從上式可以看出，當(dāng)θ為0或者π時(shí)，即磁矩與易磁化軸同向或者反向的時(shí)候，各向異性能最小。當(dāng)溫度接近絕對(duì)零度時(shí)，磁矩朝著易磁化軸的方向排列；而當(dāng)粒子從外界獲得熱能時(shí)，磁矩會(huì)發(fā)生翻轉(zhuǎn)從而朝向易磁化軸的相反的方向反復(fù)翻轉(zhuǎn)，這樣的過程稱為尼爾弛豫過程。磁矩發(fā)生該弛豫過程的概率是由各向異性能壘與熱能的比值σ決定的，σ表示為：σ＝KVm/kBT；其中，kB為玻爾茲曼常數(shù)，T為絕對(duì)溫度。那么尼爾弛豫時(shí)間τN可以寫成含有概率σ的形式：τN=τ0σ-1/2eσ,σ≥1τ0eσ,σ<<1;]]>其中，τ0為常數(shù)，約為10-10～10-9s。從上式中可以看出，當(dāng)減小粒子的體積Vm時(shí)，熱能kBT比各向異性能壘KVm大。在這樣的一個(gè)系統(tǒng)里，粒子獲得熱能克服各向異性勢能壘，導(dǎo)致磁矩在易磁化軸方向上反復(fù)的翻轉(zhuǎn)，此時(shí)表現(xiàn)出來的是磁納米粒子的超順磁性，即撤出激勵(lì)磁場后表現(xiàn)為沒有剩磁。另外，在外加激勵(lì)磁場的作用下，各向異性勢能Ua的對(duì)稱性被打破。這時(shí)尼爾弛豫時(shí)間τN與激勵(lì)磁場的強(qiáng)度也存在著一定的關(guān)系。一般來說，外加激勵(lì)磁場強(qiáng)度對(duì)尼爾弛豫時(shí)間τN的影響取決于磁納米粒子所具有的磁能與各向異性能的比值。而在強(qiáng)磁場的作用下，尼爾弛豫時(shí)間τN相比沒有磁場的情況下會(huì)縮短幾個(gè)數(shù)量級(jí)。隨著粒子的體積逐漸增大，各向異性能壘增加，磁矩被“固定”在粒子內(nèi)，此時(shí)就需要轉(zhuǎn)動(dòng)整個(gè)粒子來帶動(dòng)從而實(shí)現(xiàn)磁矩的旋轉(zhuǎn)。4、布朗弛豫在固體材料中，磁納米粒子的磁矩只能通過克服能量勢壘來改變方向。對(duì)于球形磁納米粒子，能量勢壘正比于粒子的體積。考慮到對(duì)于粒徑較大的單疇粒子來說，尼爾弛豫時(shí)間呈指數(shù)的增長，遠(yuǎn)遠(yuǎn)大于實(shí)驗(yàn)測量的時(shí)間尺度，這時(shí)我們認(rèn)為磁納米粒子的磁矩被鎖在了粒子內(nèi)部。然而對(duì)于磁流體來說，磁納米粒子可以通過在基載液中自由地旋轉(zhuǎn)來改變磁矩的方向，這個(gè)過程稱為磁納米粒子的布朗弛豫。為明確布朗弛豫轉(zhuǎn)動(dòng)機(jī)制的表達(dá)式，從布朗運(yùn)動(dòng)開始研究。布朗運(yùn)動(dòng)是粒子的隨機(jī)平動(dòng)的過程。假設(shè)粒子的運(yùn)動(dòng)分布為且滿足下述擴(kuò)散方程：∂ρ(x→,t)∂t=D∂ρ2(x→,t)∂x2;]]>其中，D為擴(kuò)散系數(shù)，且ζ為摩擦系數(shù)，平移布朗運(yùn)動(dòng)由上式表征。相應(yīng)地，擴(kuò)散方程也能夠應(yīng)用于布朗旋轉(zhuǎn)運(yùn)動(dòng)。假設(shè)球形粒子的水動(dòng)力學(xué)粒徑為DH，并繞著一個(gè)固定軸旋轉(zhuǎn)，磁納米粒子在基載液中的旋轉(zhuǎn)可以用類似布朗平移運(yùn)動(dòng)的擴(kuò)散方程進(jìn)行描述為：∂P(θ,t)∂t=Dr∂2P(θ,t)∂θ2;]]>其中，P(θ,t)為納米粒子的磁矩方向的分布函數(shù)，θ為磁矩與易磁化軸之間的夾角，Dr為旋轉(zhuǎn)擴(kuò)散系數(shù)，DrkBT/ζr，ζr為摩擦轉(zhuǎn)矩Tr與磁納米粒子的旋轉(zhuǎn)角速度ωr的比值：ζr=Trωr;]]>其中，磁納米粒子的旋轉(zhuǎn)角速度為ωr＝dθ/dt，流體中的磁納米粒子的摩擦轉(zhuǎn)矩Tr＝πηDH3ωr，因此旋轉(zhuǎn)擴(kuò)散系數(shù)表示為：Dr=kBTπηDH3;]]>其中，η為基載液的粘度。布朗弛豫時(shí)間為體系在布朗運(yùn)動(dòng)的作用下達(dá)到動(dòng)態(tài)平衡的時(shí)間。根據(jù)Debye理論，布朗弛豫時(shí)間表示為：τB＝1/(2Dr)；將Dr代入上式可得布朗弛豫時(shí)間：τB=πηDH32kBT.]]>5、有效弛豫時(shí)間對(duì)于在磁流體內(nèi)的磁納米粒子來說，以上兩種弛豫機(jī)制有可能同時(shí)存在。在被高度稀釋過的磁流體中，即不考慮磁流體中粒子之間的相互作用，粒子整體的有效弛豫率為這兩種弛豫率之和，如下式所示：1τeff=1τB+1τN;]]>其中，τeff為粒子整體的有效弛豫時(shí)間。有效弛豫時(shí)間τeff與溫度具有相關(guān)性，因此，絕對(duì)溫度T可以通過有效弛豫時(shí)間進(jìn)行獲取。磁納米磁化響應(yīng)的諧波幅值信息與有效弛豫時(shí)間τeff相關(guān)，可以得出磁納米溫度信息T可以通過有效弛豫時(shí)間τeff反演得出：Ci=ai1+(iωτeff)21τeff=kBT3Vη+1τ0ekBV/KT.]]>一種基于有效弛豫時(shí)間的磁納米溫度測量方法，其步驟如下：步驟一、將磁性納米顆粒放置在位于非透明物體內(nèi)部的待測對(duì)象區(qū)。步驟二、利用射頻磁場對(duì)待測對(duì)象區(qū)的磁性納米顆粒進(jìn)行組織加熱，同時(shí)采用空心式結(jié)構(gòu)的線圈獲取磁性納米顆粒在射頻磁場激勵(lì)下的磁化響應(yīng)信息。本發(fā)明利用法拉第電磁感應(yīng)原理，采用空心式結(jié)構(gòu)的線圈作為探測線圈。然而，在磁性納米顆粒在外加混頻磁場激勵(lì)的時(shí)候，探測線圈不僅能檢測到磁性納米顆粒的磁化響應(yīng)信號(hào)，而且也會(huì)檢測到外加混頻激勵(lì)磁場(干擾源)。這里采用兩個(gè)空心結(jié)構(gòu)的線圈，同軸放置，一個(gè)線圈進(jìn)行信號(hào)檢測，另一個(gè)線圈作為平衡線圈，該平衡線圈對(duì)干擾源進(jìn)行檢測，通過矢量相減的方式消除檢測線圈內(nèi)的干擾，之后對(duì)獲取到的有用信號(hào)送入前置放大、濾波等信號(hào)調(diào)理電路進(jìn)行預(yù)處理，最后通過數(shù)據(jù)采集卡將信號(hào)采集并存儲(chǔ)于計(jì)算機(jī)用于后續(xù)處理。步驟三、提取磁性納米顆粒磁化響應(yīng)信號(hào)中任意一個(gè)諧波信號(hào)的幅值為Ci，i為諧波次數(shù)，i＝1,3,5,7,…n，n為諧波個(gè)數(shù)；采用數(shù)字相敏檢波算法或快速傅立葉變換算法，將磁性納米顆粒磁化響應(yīng)信息中的各次奇次諧波信號(hào)的幅值提取出來。步驟四、以有效弛豫時(shí)間為中間變量，以任意一個(gè)諧波信號(hào)的幅值信息Ci構(gòu)建各次諧波信號(hào)的幅值Ci與絕對(duì)溫度T之間的關(guān)系：Ci=ai1+(iωτeff)21τeff=1τB+1τNτB=πηDH32kBTτN=τ0σ-1/2eσσ≥1τ0eσσ<1σ=KVmkBT;]]>其中，ai為靜態(tài)磁化強(qiáng)度響應(yīng)各次諧波幅值，i＝1,3,5,7,…n，ω表示頻率，τeff為磁性納米顆粒的有效弛豫時(shí)間，τB為布朗弛豫時(shí)間，τN為聶爾弛豫時(shí)間，τ0為初始弛豫時(shí)間，η為粘度，DH為水動(dòng)力學(xué)粒徑，kB為玻爾茲曼常數(shù)，σ為比飽和磁化強(qiáng)度，K為磁各向異性常數(shù)，Vm為粒子的核體積。公式中上述變量均為已知參數(shù)，T為位置變量，通過上述公式可以計(jì)算絕對(duì)溫度T。即n＝1時(shí)，通過測量Ci、a1可以求出τeff，進(jìn)而求出T。當(dāng)n＝3,5,7…，同上。具體實(shí)施中，可以利用提取到的諧波幅值對(duì)溫度信息進(jìn)行反演：Ci=ai1+(iωτeff)21τeff=kBT3Vη+1τ0ekBV/KT.]]>下面給出利用磁納米粒子在單一交變磁場激勵(lì)下的磁化響應(yīng)一次諧波幅值、三次諧波幅值和五次諧波幅值分別反演溫度的一個(gè)實(shí)例：仿真實(shí)例：1.仿真模型與測試結(jié)果為了研究單一交變磁場激勵(lì)下，基于磁納米粒子磁化響應(yīng)的奇次諧波幅值信息進(jìn)行絕對(duì)溫度測量方法的有效性及優(yōu)越性，本發(fā)明在有無噪聲的情況下進(jìn)行仿真實(shí)驗(yàn)。其中玻爾茲曼常數(shù)kB＝1.38*10^-23、粘度η＝1*10^-3、水動(dòng)力學(xué)粒徑DH＝30*10^-9、粒子的核體積Vm＝1/6*pi*DH3、初始弛豫時(shí)間τ0＝10^-9、磁各向異性常數(shù)K＝10^-10。仿真實(shí)驗(yàn)分為四組：第一組都在無噪聲的條件下，單頻激勵(lì)磁場強(qiáng)度為15Gs、頻率500KHz，分別測試300K、310K、320K、330K、340K、350K這六個(gè)溫度點(diǎn)。第二組都在信噪比為40dB的條件下，單頻激勵(lì)磁場強(qiáng)度為15Gs、頻率500KHz，分別測試300K、310K、320K、330K、340K、350K這六個(gè)溫度點(diǎn)，每個(gè)溫度點(diǎn)連續(xù)測量10次，并取平均值記錄數(shù)據(jù)。第三組都在信噪比為60dB的條件下，單頻激勵(lì)磁場強(qiáng)度為15Gs、頻率500KHz，分別測試300K、310K、320K、330K、340K、350K這六個(gè)溫度點(diǎn)，每個(gè)溫度點(diǎn)連續(xù)測量10次，并取平均值記錄數(shù)據(jù)。第四組都在信噪比為80dB的條件下，單頻激勵(lì)磁場強(qiáng)度為15Gs、頻率500KHz，分別測試300K、310K、320K、330K、340K、350K這六個(gè)溫度點(diǎn)，每個(gè)溫度點(diǎn)連續(xù)測量10次，并取平均值記錄數(shù)據(jù)。2.仿真實(shí)驗(yàn)結(jié)果圖3為無噪聲情況下，單頻激勵(lì)磁場頻率為500KHz、磁場強(qiáng)度為15Gs，分別利用一次諧波幅值、三次諧波幅值和五次諧波幅值反演溫度的誤差對(duì)比圖。圖4為信噪比為40dB情況下，單頻激勵(lì)磁場頻率為500KHz、磁場強(qiáng)度為15Guass，分別利用一次諧波幅值、三次諧波幅值和五次諧波幅值反演溫度的誤差對(duì)比圖。圖5為信噪比為60dB情況下，單頻激勵(lì)磁場頻率為500KHz、磁場強(qiáng)度為15Gs，分別利用一次諧波幅值、三次諧波幅值和五次諧波幅值反演溫度的誤差對(duì)比圖。圖6為信噪比為80dB情況下，單頻激勵(lì)磁場頻率為500KHz、磁場強(qiáng)度為15Gs，分別利用一次諧波幅值、三次諧波幅值和五次諧波幅值反演溫度的誤差對(duì)比圖。由圖3至圖6可以發(fā)現(xiàn)，在溫度范圍為300K-350K，無噪聲條件下分別利用磁化強(qiáng)度一次諧波幅值、三次諧波幅值進(jìn)行溫度反演時(shí)的測量誤差小于0.1K，而利用五次諧波幅值進(jìn)行溫度反演時(shí)的溫度誤差小于0.15K。當(dāng)信噪比為40dB條件下分別利用磁化強(qiáng)度一次諧波幅值、三次諧波幅值、五次諧波進(jìn)行溫度反演時(shí)的測量誤差分別小于0.1K、0.2K、0.6K。當(dāng)信噪比為60dB條件下分別利用磁化強(qiáng)度一次諧波幅值、三次諧波幅值進(jìn)行溫度反演時(shí)的測量誤差小于0.1K，而利用五次諧波幅值進(jìn)行溫度反演時(shí)的溫度誤差小于0.15K。當(dāng)信噪比為80dB條件下分別利用磁化強(qiáng)度一次諧波幅值、三次諧波幅值進(jìn)行溫度反演時(shí)的測量誤差小于0.1K，而利用五次諧波幅值進(jìn)行溫度反演時(shí)的溫度誤差小于0.15K?？梢园l(fā)現(xiàn)在相同信噪比條件下，一次諧波幅值反演溫度誤差遠(yuǎn)小于利用三次諧波幅值和五次諧波幅值反演溫度的溫度誤差，而且當(dāng)信噪比高于60dB時(shí)，信噪比對(duì)于溫度誤差影響不顯著，因此當(dāng)信噪比高于60dB時(shí)，采用一次諧波幅值進(jìn)行溫度反演時(shí)可以滿足磁納米熱療所要求的測溫誤差小于0.1K的要求。本發(fā)明解決了長期困擾的中高頻交變磁場激勵(lì)下，磁納米熱療中射頻磁場加熱和溫度測量無法同時(shí)進(jìn)行的難題，為磁納米熱療的實(shí)時(shí)溫度反饋提供了一種全新的解決方法，為中高頻磁場激勵(lì)下的磁納米溫度計(jì)的設(shè)計(jì)提供了可行性。本發(fā)明利用磁納米熱療中射頻磁場，而不額外添加激勵(lì)磁場，在利用磁性納米顆粒對(duì)組織加熱的同時(shí)，根據(jù)不同溫度下的磁化響應(yīng)的諧波幅值信息，通過有效弛豫時(shí)間這一中間參變量反演溫度；重點(diǎn)解決了磁納米溫度測量方法在高頻領(lǐng)域不適用性難題，同時(shí)解決了目前磁納米熱療中射頻磁場加熱和溫度測量不能同時(shí)完成的難題，進(jìn)一步提高磁納米熱療方法的實(shí)際可行性和實(shí)時(shí)性。以上所述，僅為本發(fā)明較佳的具體實(shí)施方式，但本發(fā)明的保護(hù)范圍并不局限于此，任何熟悉本
技術(shù)領(lǐng)域：
的技術(shù)人員在本發(fā)明揭露的技術(shù)范圍內(nèi)，可輕易想到的變化或替換，都應(yīng)涵蓋在本發(fā)明的保護(hù)范圍之內(nèi)。當(dāng)前第1頁1 2 3