楊茂發(fā)，李 敬，張現(xiàn)仁

(北京化工大學(xué)化學(xué)工程學(xué)院，北京 100029)

在許多疾病的診斷中，超聲顯像已經(jīng)被證明是一種很有前途的工具，具有高靈敏度、可及性、便攜性和低成本等優(yōu)點(diǎn)。超聲造影劑是一類能夠顯著增強(qiáng)醫(yī)學(xué)超聲檢測信號的診斷試劑，可使一些不能顯影或顯影不佳的器官或組織的成像效果得到改善[1]。超聲信號的增強(qiáng)來自于超聲造影劑中的氣體與血液之間的高聲阻抗差異[2]。較為成熟的超聲造影劑多為微米級，其直徑在1～10 μm，能夠自由通過肺毛細(xì)血管，且微米級的氣泡在醫(yī)學(xué)超聲頻率下可以產(chǎn)生共振現(xiàn)象，使得氣泡散射的超聲信號大幅度增強(qiáng)。但是，微米級氣泡因其循環(huán)時間短、尺寸大等缺點(diǎn)，不能穿過血管壁進(jìn)入組織，從而限制了其對血管外疾病的顯影能力，使其僅能應(yīng)用于血池顯像。對于炎癥及栓塞部位處的血管，由于血管較狹窄，微米級超聲造影劑有時也無法順利通過。為了解決這些問題，眾多研究人員設(shè)計(jì)了納米級的超聲造影劑，納米級超聲造影劑尺寸更小、穿透力更強(qiáng)，可以穿過病變組織的血管壁進(jìn)入組織內(nèi)，從而可以實(shí)現(xiàn)血管外各組織的成像。其中，基于納米氣泡和納米液滴的納米級超聲造影劑被廣泛研究，并被證明可以用來替代微米級超聲造影劑[3-9]。本文介紹了2種典型的納米級超聲造影劑：基于納米氣泡的超聲造影劑和基于納米液滴的超聲造影劑。首先，第一部分給出了氣泡在超聲作用下的基本理論及振蕩運(yùn)動模型；其次，第二部分介紹了基于納米氣泡超聲造影劑的穩(wěn)定性研究，以及對納米氣泡增強(qiáng)超聲成像可能性原因的分析；然后，第三部分介紹了基于納米液滴的超聲造影劑，主要描述了液滴核心的選擇，以及相變造影劑的氣化機(jī)制；最后，第四部分討論了納米級超聲造影劑目前存在的問題及應(yīng)用前景。

1 超聲造影劑成像的基本原理以及振蕩運(yùn)動模型

超聲成像是利用超聲波在不同的生物組織中具有不同的聲阻抗來實(shí)現(xiàn)的。超聲波在傳播過程中遇到聲阻抗不同的界面時，會發(fā)生聲波的反射、透射、散射及衍射，使得入射聲波的能量發(fā)生傳播方向上的改變。之后，利用返回?fù)Q能器不同強(qiáng)度的回聲信號獲得結(jié)構(gòu)信息，重建組織分布圖像。然而，當(dāng)相鄰的人體組織的聲阻抗比較接近時，人們很難從顯示的圖像上區(qū)分不同的組織。此時，超聲造影劑就顯示出極大的優(yōu)勢。超聲造影劑的內(nèi)部氣體具有較強(qiáng)的散射能力，能夠產(chǎn)生高效的聲波散射，可以增強(qiáng)待檢查部位與周圍組織之間的聲阻抗，從而增強(qiáng)其背向散射信號的強(qiáng)度，使獲得的超聲圖像更加清晰，便于診斷[10]。

超聲波的波長λ由頻率f決定：λ=c/f，其中c為聲速。對于醫(yī)學(xué)超聲頻率而言，波長多在200 μm～1 mm。超聲造影劑多為微米級和納米級，這就意味著超聲造影劑的尺寸半徑、直徑遠(yuǎn)小于聲波的波長。對于小尺寸造影劑的聲波散射，最簡單的模型為Rayleigh模型。Lord Rayleigh給出了一個小物體發(fā)出聲波的模型，當(dāng)用該模型表示散射截面時，其表達(dá)如式(1)[11]。

其中：σs——造影劑的散射截面，m2；

r——造影劑的尺寸半徑，m；

k——聲波的波數(shù)，k=2π/λ；

ρ與ρs——周圍液體和造影劑的密度，kg/m3；

κ與κs——周圍液體和造影劑的絕熱壓縮系數(shù)，m2/N。

根據(jù)Rayleigh模型，式(1)括號外的項(xiàng)給出了散射截面與造影劑尺寸和聲波頻率的關(guān)系。由模型公式可知，散射截面與頻率的四次方或造影劑半徑的六次方成正比。括號內(nèi)的項(xiàng)與造影劑的材料參數(shù)有關(guān)，決定了不同的造影劑具有不同的散射特性。前一項(xiàng)描述了小尺寸造影劑對周圍介質(zhì)壓縮性差異的影響，后一項(xiàng)描述了小尺寸造影劑對周圍介質(zhì)密度差異的影響。當(dāng)兩者的壓縮性差異和密度差異越大時，其粒子的散射截面越大。De Jong等[12]為了確定哪個參數(shù)對散射截面的影響更大，在周圍介質(zhì)為水的情況下，考慮了壓縮性和密度相差較大的2種材料的散射粒子：具有相同半徑(1 μm)的剛體球和氣體球，如表1所示。

表1 氣泡與鐵粒子在式(1)中各項(xiàng)的比較Tab.1 Bubbles and Iron Particles Comparison between the Terms in Equation (1)

由表1可知，氣體球與剛體球(鐵粒子)在散射截面上存在顯著差異，1 μm氣泡的散射截面是同等大小剛性球的1億倍以上。盡管氣體(空氣)與剛體(鐵)之間的密度相差較大，但密度項(xiàng)對散射截面的貢獻(xiàn)相對較小，而壓縮項(xiàng)對散射截面具有顯著影響。Rayleigh模型給出了引起聲波散射的機(jī)制和性質(zhì)，并說明了氣泡具有壓縮性是強(qiáng)大的聲波散射體的原因。但是，Rayleigh散射不是一個適合描述氣泡聲波散射的模型，因?yàn)樗雎粤藲馀莸墓舱瘳F(xiàn)象和聲吸收。

更好的模型是把氣泡看作振蕩器[11]。當(dāng)使用氣泡作為超聲造影劑時，氣泡的機(jī)械共振，即氣泡的剛度和慣性會對散射截面產(chǎn)生重要的影響。氣泡在超聲作用下發(fā)生運(yùn)動，平衡半徑被擾動，封閉氣體的壓縮或膨脹會產(chǎn)生彈簧力來抵抗體積的變化。慣性主要是由于氣泡周圍的液體與氣泡一起振蕩，流動液體的質(zhì)量給系統(tǒng)帶來了慣性，氣體的質(zhì)量也會增加慣性。但是，由于液體的密度約是氣體密度的1 000倍，氣體的慣性可以忽略不計(jì)。對于氣泡的振蕩運(yùn)動方程，Omfrs[13]通過研究在無限不可壓縮液體中產(chǎn)生空化的問題，率先對氣泡的運(yùn)動進(jìn)行了分析。后來，Plesset[14]研究發(fā)現(xiàn)，外驅(qū)動壓力和表面張力的影響是空化向氣泡動力學(xué)轉(zhuǎn)變的主要步驟，Plesset的研究同樣忽略了液體的可壓縮性影響。Plesset的研究假設(shè)氣泡內(nèi)的氣體壓力是均勻的，且服從多元定律，描述了蒸汽氣泡的動力學(xué)。Noltingk等[15]對充氣氣泡做了同樣的試驗(yàn)，研究了黏性對不可壓縮液體中氣泡運(yùn)動方程的影響。這些研究者的貢獻(xiàn)共同促成了Rayleigh-Plesset-Noltingk-Neppiras-Poritsky (RPNNP)方程[16]，簡稱為RP方程。該方程準(zhǔn)確地描述了一個球形理想氣泡在無限不可壓縮流體中徑向振蕩的狀態(tài)。Plesset等[17]對這個方程的發(fā)展進(jìn)行了歷史回顧，如式(2)。

(2)

其中：R——?dú)馀菟矔r半徑，m；

p0——靜水壓強(qiáng)，Pa；

pi(t)——無限遠(yuǎn)處在液體中的入射超聲波壓力，Pa；

pg(t)——?dú)馀輧?nèi)的均勻氣體壓力，Pa；

ρ——液體的密度，kg/m3；

σ——?dú)庖罕砻鎻埩?，N/m；

η——液體的黏度，Pa·s。

氣體遵循一個具有多變指數(shù)的多變壓縮定律，使得氣泡內(nèi)部壓力如式(3)。

(3)

其中：R——?dú)馀菟矔r半徑，m；

R0——初始?xì)馀莅霃剑琺；

κ——?dú)怏w多變指數(shù)；

σ——?dú)庖罕砻鎻埩?，N/m。

若氣體的熱擴(kuò)散長度比氣泡的半徑大，氣泡將表現(xiàn)為等溫性質(zhì)(即κ=1)；若氣體中的熱擴(kuò)散長度遠(yuǎn)小于氣泡半徑，且氣泡半徑遠(yuǎn)小于氣泡中的聲波波長時，氣泡將表現(xiàn)為絕熱性質(zhì)，此時，多變指數(shù)κ=γ，γ為氣泡內(nèi)氣體的比熱比[17]。

當(dāng)把氣泡看作是一個線性簡諧振子，假設(shè)氣泡在小振幅極限下振蕩時，可以將RP方程進(jìn)行線性化處理，線性化后可得到一個諧波-振子形式的方程[18]，如式(4)。

(4)

其中：x——?dú)馀莸膹较蚱?，m；

β——阻尼常數(shù)；

ρ——液體的密度，kg/m3；

ω0——?dú)馀莸墓逃蓄l率，s-1。

雖然這個假設(shè)僅局限于小振幅振蕩的情況，但它可作為一個簡單而有力的工具，用來揭示環(huán)境對氣泡響應(yīng)的影響，可用于研究氣泡動力學(xué)的許多方面，如氣泡的固有頻率、聲散射特性和熱阻尼效應(yīng)[19-22]。將R(t)=R0[1+x(t)]帶入RP方程中，可得到其固有頻率，如式(5)。

(5)

距離球形氣泡中心r處的散射的超聲壓力如式(6)[24]。

(6)

其中：ps(r,t)——?dú)馀萆⑸渎暡▔毫Γ琍a；

ρ——液體的密度，kg/m3；

r——與氣泡中心的距離，m；

Vb——?dú)馀莸捏w積，m3。

一般情況下，散射截面定義為散射聲波功率與入射超聲強(qiáng)度的比值，進(jìn)一步化為用入射聲波和散射聲波的壓力振幅表示，可得散射截面，如式(7)

(7)

其中：σs——散射截面，m2；

Ws——散射聲波功率，W；

Ii——入射超聲強(qiáng)度，W/m2。

假設(shè)入射超聲壓力表達(dá)式為pi(t)=pacosωt，且在氣泡小振幅振蕩的情況下，可求得氣泡的散射截面，如式(8)。

(8)

其中：ω0——?dú)馀莨逃蓄l率，s-1；

ω——入射聲波頻率，s-1。

此散射截面表達(dá)式是在線性極限的情況下求解得到的，把氣泡作為線性振蕩器，考慮了氣泡在超聲作用下產(chǎn)生的共振現(xiàn)象。在共振頻率附近和共振頻率之上，氣泡的散射與Rayleigh散射有強(qiáng)烈的偏離，充分體現(xiàn)了此模型與Rayleigh模型的差距，并說明了氣泡在產(chǎn)生共振時，其散射截面可達(dá)到最大值。Hoff[11]在其書中對這兩種模型進(jìn)行了比較，證明了當(dāng)驅(qū)動頻率遠(yuǎn)低于共振頻率時，Rayleigh模型的散射截面與振蕩器模型的散射截面相等。Hilgenfeldt 等[24]統(tǒng)一了針對自由氣泡不同情況的處理方法,研究表明，當(dāng)氣泡振動的振幅足夠低，即被認(rèn)為是線性的時候，相應(yīng)的散射截面與從各向同性散射的分析得出的截面相同。

經(jīng)大量試驗(yàn)證明，只有當(dāng)馬赫數(shù)(氣泡壁的速度與液體中的聲速之比)很小時，RP方程才能對氣泡的運(yùn)動模擬較好。然而，當(dāng)入射壓力幅值較大時，聲馬赫數(shù)接近于1，聲輻射阻尼和液體可壓縮性變得很重要[25]，此時假設(shè)液體不可壓縮的RP方程便不再適用。針對較高的壓力振幅和較大的氣泡徑向振蕩的情況，大量研究者提出了對RP方程的擴(kuò)展，其中包括Keller方程、Herring方程和Gilmore方程[26-29]。Prosperetti 等[30-31]均證明了存在一個單參數(shù)的方程，其可以用來描述無界液體中的氣泡振蕩，如式(9)。

(9)

其中：λ——一個引入?yún)?shù)；

c——液體中的聲速，m/s。

pB(t) ——?dú)馀荼谔幰后w的壓力，Pa。

此方程中的參數(shù)λ=0時，即可演化為Keller方程；參數(shù)λ=1時，即可演化為Herring方程。

然而，自由氣泡往往是不穩(wěn)定的，尤其是尺寸小到微米級甚至納米級的氣泡，其在體內(nèi)的持續(xù)存在時間很短，故作為超聲造影劑的氣泡通常具有一定厚度的包膜，以增強(qiáng)氣泡的穩(wěn)定性。對于納米氣泡，往往還需在包膜內(nèi)添加表面活性劑或者固體顆粒[32-36]。這種包膜一般被認(rèn)為是一種具有黏彈性的物質(zhì)。包膜的表面黏彈性可以顯著增強(qiáng)氣泡的共振頻率和阻尼，同時包膜的涂層可以加劇氣泡的非線性振蕩效應(yīng)。起初，Roy等[37]將氣泡包膜看作一種簡單的黏性液體，得到了一種含有包膜性質(zhì)的廣義RP方程，并證明了模型的預(yù)測與瞬態(tài)空化閾值的試驗(yàn)測量結(jié)果一致。De Jong等[38-39]將氣泡包膜建模為黏彈性固體層，研究了氣泡的聲衰減、后向散射和非線性振蕩。Church[40]考慮到包膜具有一定厚度，假設(shè)包膜為一層不可壓縮的黏彈性固體，提出了一個修正的RP方程。Hoff等[41]隨后開發(fā)了一個模型，利用包膜的黏彈性來描述聚合物封裝微泡的行為。

此外，對于脂質(zhì)包膜的特性，不能簡單地將其納入僅描述氣泡振蕩的徑向分量的模型中，脂質(zhì)分子在氣液界面上發(fā)生自組裝。當(dāng)脂質(zhì)包膜被壓縮時，單分子脂質(zhì)層會發(fā)生可逆的彎曲或脫落到溶液中[42]。Marmottant等[43]提出了第一個專門研究脂質(zhì)封裝氣泡的非線性行為的模型。在原有的工作中加入有效表面張力的概念，通過定義不同氣泡狀態(tài)的表面張力使得模型高度非線性化，成功預(yù)測了脂質(zhì)封裝氣泡振蕩的非線性行為。之后的模型均是通過對氣泡包膜進(jìn)行嚴(yán)格的力學(xué)處理來捕捉這些非線性。Tsiglifis等[44]將氣泡包膜建模為非線性彈性固體，應(yīng)變-軟化本構(gòu)定律再現(xiàn)了共振頻率隨著氣泡振幅的增大而減小的趨勢。其他的非線性模型利用與半徑相關(guān)的表面彈性來建模，在最近的模型中，考慮了彎曲彈性用來理解非球形氣泡的振蕩[45]。關(guān)于包膜氣泡的振蕩模型或者黏彈性介質(zhì)中的氣泡模型，還有很多很好的綜述[46-48]，可以從這些綜述中了解不同模型的詳細(xì)信息。

然而，上述對于氣泡運(yùn)動方程的推導(dǎo)均是在微米級氣泡或者更大尺度上進(jìn)行的。近年來，隨著納米級超聲造影劑的發(fā)展，人們嘗試著對納米級氣泡在超聲下的運(yùn)動過程進(jìn)行模擬。Jafari等[49]利用Marmattont[43]提出的氣泡運(yùn)動模型，模擬了半徑為200 nm的氣泡在超聲下的振蕩運(yùn)動行為。研究發(fā)現(xiàn)，納米氣泡外的脂質(zhì)包膜對氣液界面處的表面張力具有較大的影響，從而使氣泡在超聲下振蕩運(yùn)動的共振頻率發(fā)生變化，使得氣泡在較低的超聲頻率下仍具有較強(qiáng)的響應(yīng)。這與線性理論預(yù)測相矛盾。Pellow等[50]采用Marmottant 模型[43]與Yang等[51]改進(jìn)的Keller-Miksis 方程，分別模擬了在液體和彈性連續(xù)介質(zhì)中的納米氣泡行為。通過模擬，發(fā)現(xiàn)脂質(zhì)包膜在最初接近彎曲狀態(tài)或破裂狀態(tài)時，氣泡的行為可以在試驗(yàn)中捕捉到。盡管納米氣泡的行為已被模擬研究，但也僅是基于已成熟的運(yùn)動模型，因此在之后的研究中，對于直接在納米氣泡尺度上的運(yùn)動方程的探索是非常必要的。

2 基于納米氣泡的超聲造影劑

納米氣泡超聲造影劑與常規(guī)超聲造影劑一樣，內(nèi)核一般為全氟化碳(PFCs)或六氟化硫氣體，也有部分使用氮?dú)饣蚣淄榈葰怏w，其散射原理一致。氣體具有較大的聲阻抗，增強(qiáng)了不同組織或病變組織與正常組織的分辨率。只是納米氣泡超聲造影劑的尺寸更小，達(dá)到了納米級。使用納米氣泡作為超聲造影劑，首先要解決的就是氣泡在體內(nèi)的穩(wěn)定性問題。Epstein等[52]從理論上預(yù)測，直徑<1 μm的未封裝的氣泡會在0.02 s內(nèi)消散，人們根本無法檢測到或?qū)ζ溥M(jìn)行表征。通常只有當(dāng)氣泡內(nèi)的氣體與溶液中溶解的氣體達(dá)到平衡時，氣泡才能保持恒定的大小。然而，由于拉普拉斯壓力的存在，這個條件往往不能實(shí)現(xiàn)，氣泡幾乎不可能保持恒定大小。拉普拉斯壓力是氣泡(或液滴)內(nèi)外的壓力差，如式(10)[53]。

(10)

其中：σ——?dú)馀萁缑娴谋砻鎻埩?，N/m；

Pi——?dú)馀輧?nèi)壓力，Pa；

Po——?dú)馀萃鈮毫?，Pa；

R——?dú)馀莅霃剑琺。

由式(10)可知，拉普拉斯壓力與氣泡的尺寸半徑成反比。當(dāng)內(nèi)部氣體離開核心時，在氣泡內(nèi)外壓力差的驅(qū)動下，氣泡會產(chǎn)生收縮，拉普拉斯壓力增大，從而加速了內(nèi)部氣體的耗散，導(dǎo)致氣泡進(jìn)一步收縮，直至氣泡破裂。拉普拉斯壓力的存在，導(dǎo)致氣體擴(kuò)散，氣泡溶解，因此，氣泡在體內(nèi)的溶解速度主要取決于界面的拉普拉斯壓力。故可以從以下幾個方面考慮得到穩(wěn)定納米氣泡：在氣泡界面加入表面活性劑、限制內(nèi)部氣體的擴(kuò)散、控制氣泡表面的結(jié)構(gòu)，以及降低拉普拉斯壓力等。很多報(bào)道均提到了氣泡表面物質(zhì)對氣泡穩(wěn)定性的關(guān)鍵作用。納米氣泡的外殼通常由脂質(zhì)或聚合物組成，通過將表面活性劑或固體顆粒加入到這種外殼中，可以顯著增強(qiáng)其抵抗氣體損失、氣泡溶解和氣泡聚結(jié)的能力。

Dressaire等[54]研究了一種表面活性劑封裝的微氣泡，該表面活性劑可在氣泡表面自組裝形成一個納米尺度的六邊形結(jié)構(gòu)，并證實(shí)了平均半徑<1 μm的該氣泡的低氣體擴(kuò)散行為，且能持續(xù)穩(wěn)定一年以上。 Krupka等[55]提出了一種簡單的方法，將表面活性劑嵌段共聚物加入到脂質(zhì)殼中，來制備穩(wěn)定的納米尺寸的氣泡。結(jié)果表明，嵌段共聚物在控制脂泡尺寸方面是有效的，且嵌段共聚物的分子量、親脂平衡(HLB)、嵌段共聚物與脂質(zhì)的比例是決定脂泡尺寸的關(guān)鍵因素。但是，氣泡的穩(wěn)定性和回聲性似乎不會因?yàn)闅馀莩叽绲臏p小而受到影響。Wang等[56]研究了在水中封裝的空氣納米氣泡的穩(wěn)定性，使用了和傳統(tǒng)的封裝材料不同的表面張力為6.7 mN/m的氟化聚合物來封裝氣泡。理論證明，在超聲作用下，此納米氣泡存活的時間是目前臨床使用的商用微氣泡的100倍。Hernandez等[57]研究了納米氣泡單層膜的界面特性，詳細(xì)評價了嵌段共聚物加入納米單層膜后的表面張力效應(yīng)，證明了表面活性劑的加入有助于降低表面張力，從而降低拉普拉斯壓力來穩(wěn)定氣泡，并表明這種效應(yīng)只在某些成分中可見，隨單層結(jié)構(gòu)變化(晶體相或液晶填充)而變化。最近，Chu等[58]報(bào)道了一種用超順磁性納米顆粒修飾的聚合物封裝納米氣泡，利用AFM峰值力輕敲模式研究了單個氣泡在不同力下的受力曲線，得到了其剛度和楊氏模量，表明利用納米粒子修飾的氣泡可以增強(qiáng)其力學(xué)性能，使氣泡更加穩(wěn)定。

雖然封裝包膜的存在可以降低氣泡界面的表面張力，并抑制氣體擴(kuò)散，從而延長納米氣泡在體內(nèi)的循環(huán)時間。但是，由線性理論預(yù)測可知，將氣泡尺寸從微米范圍減小到納米范圍時，對氣泡在超聲作用下的行為會產(chǎn)生顯著的影響。氣泡尺寸的縮小將會導(dǎo)致氣泡的剛度增加以及共振頻率的增加。這種情況在封裝的氣泡中更為明顯。由上述線性氣泡理論預(yù)測可知，這種封裝的氣泡將大大降低散射功率，并使共振頻率遠(yuǎn)遠(yuǎn)超過在醫(yī)學(xué)超聲中使用的頻率。在研究的最初階段，這種觀點(diǎn)導(dǎo)致了對回聲納米氣泡的懷疑。然而，Oeffinger等[59]首次開發(fā)出了一種含有全氟丙烷的納米級超聲造影劑，并對其進(jìn)行了聲學(xué)測量。隨后，陸陸續(xù)續(xù)有許多研究均報(bào)道了關(guān)于納米氣泡被成功用于血管內(nèi)和血管外的成像[60-65]，且納米氣泡被認(rèn)為在血管內(nèi)和血管外的應(yīng)用中具有優(yōu)勢，因?yàn)槠溆锌赡鼙粍拥卮┩秆埽M(jìn)入組織內(nèi)，從而可以應(yīng)用到血管外。

納米氣泡能夠高分辨率成像的一種解釋可能得益于其在血流中具有較高的氣泡數(shù)密度。假設(shè)試劑內(nèi)氣體的體積分?jǐn)?shù)一定，平均氣泡尺寸越小，其單位體積內(nèi)的氣泡數(shù)量越多，進(jìn)而導(dǎo)致血流中具有更高的氣泡數(shù)密度，這樣便可抵消單個納米氣泡相對于微米氣泡的散射差異[66]。

另一種解釋是在氣泡中引入的聚合物或者脂質(zhì)包膜可以促進(jìn)納米氣泡在壓力閾值以上產(chǎn)生非線性信號，在包膜中加入的表面活性劑或固體納米顆粒也有著非常重要的作用。Krupka等[55]以嵌段共聚物作為尺寸控制劑，形成了穩(wěn)定的納米全氟化碳脂質(zhì)殼氣泡。研究結(jié)果表明，嵌段共聚物能夠增加脂質(zhì)包膜的流動性，補(bǔ)償了因氣泡尺寸減小而引起的聲信號損失，從而提高了氣泡的回聲強(qiáng)度。Jafari等[49]利用Marmattont模型[43]研究了表面活性劑穩(wěn)定的脂質(zhì)包膜納米氣泡，通過定義不同的初始表面張力，對初始半徑為200 nm的氣泡的共振頻率以及徑向位移進(jìn)行了模擬。結(jié)果表明，當(dāng)納米氣泡的初始表面張力低于0.01 N/m時，隨著聲壓的增加，納米氣泡的共振頻率會迅速減小，提出了脂質(zhì)包膜的彎曲程度是納米氣泡在較低頻率下仍具有較強(qiáng)活性的原因。緊接著，Pellow等[50]研究了由卟啉封裝的納米氣泡，同樣是利用Marmattont模型[43]來研究氣泡的非線性響應(yīng)，并在模型中引入非線性殼黏度的修正，分別模擬了微米氣泡和納米氣泡散射功率隨入射聲壓的關(guān)系。結(jié)果表明，微米氣泡的散射功率隨壓力的變化逐漸單調(diào)增加，而納米氣泡則表現(xiàn)為一開始的急劇增加，隨后便趨于穩(wěn)定。但是，不同的初始表面張力具有不同的穩(wěn)定值，且開始增加的速率也有所不同，再一次證明了納米氣泡的聲學(xué)響應(yīng)受到脂質(zhì)包膜彎曲行為的影響。

對于在氣泡包膜中引入納米顆粒的造影劑，尤其是超順磁性氧化鐵納米顆粒，其是一種雙重造影劑，不僅具有良好的超聲成像行為，還具有較強(qiáng)的核磁共振成像信號。超順磁性氧化鐵納米顆粒因其順磁性和生物相容性而受到研究人員的青睞。較多研究均表明，其顆粒的順磁特性和藥物包封能力使其在醫(yī)藥給藥領(lǐng)域具有廣闊的應(yīng)用前景[67-69]。

眾多研究均表明，納米級超聲造影劑可在體內(nèi)超聲成像，但上述理論研究表明氣泡尺寸的減小必然會引起聲音散射功率的降低，從而使得接收到的聲信號相對于較大氣泡有所損失，故如何選擇納米級氣泡的尺寸相當(dāng)重要。研究表明，疾病狀態(tài)下(如腫瘤)的血管內(nèi)皮間隙增寬，可容納直徑<780 nm 的物質(zhì)通過。另外，納米級氣泡穿透力極強(qiáng)，可以在某些器官血管區(qū)外滲，通過增強(qiáng)的通透性和滯留效應(yīng)(EPR)被動富集，呈現(xiàn)器官累積現(xiàn)象，引起特殊器官如肝、脾的顯影[70]。故納米級超聲造影劑尺寸往往設(shè)計(jì)在 700 nm以內(nèi)，使得造影劑可以自由通過腫瘤血管內(nèi)皮間隙，有效地實(shí)現(xiàn)血管外顯影，從而更廣泛地應(yīng)用于腫瘤及其他疾病的診斷與治療。

3 基于納米液滴的超聲造影劑：相變造影劑

在納米液滴超聲造影劑中，最具代表性的就是相變造影劑。相變造影劑液滴體積更小、穩(wěn)定性更好，同時其又具備微米氣泡的聲學(xué)特性等特點(diǎn)而得到廣泛的應(yīng)用。超聲波可以使充滿全氟化碳的納米液滴發(fā)生相變，膨脹形成比原來液滴尺寸大5～6倍的微米氣泡，這種現(xiàn)象稱為聲液滴汽化(ADV)。聲液滴汽化后的現(xiàn)象有：在有限的粒子空間內(nèi)，液態(tài)轉(zhuǎn)變?yōu)闅鈶B(tài)，使液滴直徑最大增加5～6倍；在界面涂層不均勻的情況下，液滴與氣泡聚結(jié)或氣泡之間相互合并；溶解的氣體從小氣泡擴(kuò)散到大氣泡。聲液滴氣化在診斷和治療方面均顯示出巨大的潛力[71]。

相變造影劑的液滴核心一般為全氟碳化合物，其不同的構(gòu)型和鏈長可產(chǎn)生獨(dú)特的分子量、密度和沸點(diǎn)的差異。在以往的研究中，多使用的是全氟戊烷液滴，其沸點(diǎn)為29 ℃，在室溫下就可以產(chǎn)生液滴，且由于拉普拉斯壓力的存在，在生理溫度下過熱的全氟戊烷液滴仍可保持液滴形式。Reznik等[72]使用聲學(xué)和光學(xué)技術(shù)評估了全氟戊烷液滴的蒸發(fā)和體外產(chǎn)生的微泡的特性，包括大小、氣化閾值、回聲強(qiáng)度和非線性。Li等[73]研究了全氟戊烷納米液滴的相變行為，并對相變機(jī)理進(jìn)行了深入的探討?；谌焱榈募{米液滴已經(jīng)被研究用于腫瘤組織中阿霉素的靶向和增強(qiáng)釋放[74-75]。最近的研究則多使用沸點(diǎn)較低的全氟碳化合物，例如全氟丁烷，其在室溫下通常是氣體，可以通過某種方法轉(zhuǎn)化為納米級的液滴，在室溫和體溫下均很穩(wěn)定。這種液滴在生理?xiàng)l件下可以穩(wěn)定地抵抗其自發(fā)汽化，且此液滴的汽化壓力閾值明顯低于其他全氟碳化合物液滴的相變壓力[76-78]。另外，還有一種方法可以用來降低液滴汽化所需的能量，即用具有不同沸點(diǎn)的全氟碳化合物混合形成液滴。Kawabata等[79]首次提出了這種方法，將全氟戊烷和十氟戊烷混合的液滴與只含一種氟碳化合物的液滴相比，驗(yàn)證了其液滴汽化所需的能量不同，其后也有許多相關(guān)的研究報(bào)道[80-82]。

盡管相變造影劑已被廣泛研究，但聲液滴汽化的確切機(jī)制尚未被完全解釋。由Antoine蒸汽壓方程可知，純化合物的相變與溫度和蒸汽壓相關(guān)，故有一種假設(shè)認(rèn)為相變是由液滴的聲加熱引起的。Antoine蒸汽壓方程如式(11)。

(11)

其中：A、B、C——參數(shù)；

P——壓力，Pa；

T——溫度，K。

基于這個方程，Rapoport[83]計(jì)算了直徑為500 nm的全氟戊烷液滴的汽化溫度。結(jié)果表明，當(dāng)液滴與水界面的表面張力為0.03 N/m時，全氟戊烷液滴的汽化溫度大約為68 ℃，因此，熱誘導(dǎo)液滴相變機(jī)制會受到納米液滴較高拉普拉斯壓力的阻礙。另外，由Antoine蒸汽壓方程可知，隨著液滴核心壓力的增加，液滴發(fā)生相變所需的溫度越高。由于拉普拉斯壓力與半徑成反比，這種效應(yīng)在納米液滴中變得更加明顯。然而不管怎樣，如果聲加熱是發(fā)生相變唯一確切的機(jī)理，那么增加超聲脈沖持續(xù)時間，便可提高聲加熱程度，從而觸發(fā)液滴相變，但事實(shí)并非如此。研究表明，在醫(yī)用超聲頻率下，在1 ms以內(nèi)增加超聲脈沖的持續(xù)時間，并不會明顯降低聲液滴氣化所需的氣化壓力[84]。Rapoport等[85]對具有較高沸點(diǎn)的液滴核心的聲液滴汽化進(jìn)行研究，結(jié)果表明，納米液滴的汽化不僅發(fā)生在連續(xù)波超聲下，也發(fā)生在工作周期為20%的脈沖超聲下。相對于熱誘導(dǎo)汽化，這種變化對液滴的加熱可以忽略不計(jì)。說明，納米液滴的相變并非是熱誘導(dǎo)機(jī)制。同時，這項(xiàng)研究也支持了另一種令人信服的相變機(jī)制：由聲空化等超聲的機(jī)械作用引起。很多學(xué)者通過同時研究聲液滴汽化和聲空化的閾值，探究聲液滴汽化和聲空化的關(guān)系，結(jié)果表明，聲液滴汽化可以由聲空化作用而產(chǎn)生[86-87]。

聲空化過程即當(dāng)超聲作用于流體時，流體中產(chǎn)生聲壓場，從而發(fā)生氣泡或空腔的產(chǎn)生、增長以及崩潰的過程[88]。研究發(fā)現(xiàn)，由于空化核的存在，液體的抗拉強(qiáng)度遠(yuǎn)低于理論上的抗拉強(qiáng)度，故在醫(yī)學(xué)超聲的作用下，極有可能會發(fā)生空化現(xiàn)象。聲空化的生物效應(yīng)來源于產(chǎn)生的高溫、高壓和速度(即沖擊波和液體射流的形成)，包括細(xì)胞侵蝕或裂解、分子降解和自由基的形成[89]。而聲液滴汽化極有可能是由這種聲空化帶來的生物效應(yīng)所引起[86]。

盡管液滴相變的主要機(jī)制還沒有完全被解釋，但是大量的研究均表明，影響聲液滴汽化的壓力閾值的因素包括：環(huán)境因素，如環(huán)境溫度、壓力及周圍介質(zhì)黏度等；液滴性質(zhì)，如液滴直徑、表面張力、沸點(diǎn)等；超聲參數(shù)，如超聲頻率、脈沖長度等。?quist[90]研究了不同超聲參數(shù)對聲液滴汽化效率的影響。結(jié)果表明：對封裝的全氟戊烷液滴使用不同的頻率設(shè)置時，聲液滴汽化效率沒有顯著差異，而使用較長的脈沖持續(xù)時間對汽化效率有好處。Rojas等[91]評估了邊界約束、靜水壓力和黏度對聲液滴汽化壓力閾值的影響。結(jié)果表明，周圍組織和毛細(xì)血管壁的約束以及體內(nèi)黏度的增加將會導(dǎo)致聲液滴汽化壓力閾值的增加，而增加靜水壓力對汽化閾值沒有顯著影響。Aliabouzar等[92]研究了液滴沸點(diǎn)和大小對聲液滴汽化壓力閾值的影響。結(jié)果表明，對于低沸點(diǎn)液體，無論液滴的平均粒徑多大，汽化壓力閾值均隨著頻率的增加而增加，而對于高沸點(diǎn)液體，較大粒徑的液滴，汽化壓力閾值隨頻率的增加而降低。

4 結(jié)語：存在的問題與展望

納米級超聲造影劑已被大量研究，并被發(fā)現(xiàn)其在血管外診斷成像中具有顯著優(yōu)勢。同時，由于納米系統(tǒng)具有一定的靶向能力，將納米級造影系統(tǒng)與臨床治療相結(jié)合在腫瘤治療方面可表現(xiàn)出其特定的靶向治療優(yōu)勢。但是，在理論方面，納米級造影劑仍存在的諸多問題未得到解決。首先，以納米氣泡造影劑為例，其可以穿過血管壁進(jìn)入組織內(nèi)，將它們置于了一個不同于血管內(nèi)的物理環(huán)境中。雖然已經(jīng)有許多關(guān)于邊界附近微泡響應(yīng)和限制血管幾何形狀的研究，但納米氣泡的動力學(xué)不能簡單地從微米尺度的氣泡動力學(xué)中推斷出來。血管外的納米氣泡動力學(xué)行為，與氣泡的尺寸、封裝包膜的性質(zhì)以及環(huán)境參數(shù)有關(guān)。血管外的納米氣泡動力學(xué)行為是復(fù)雜的，目前的研究對其還沒有很好的闡述，基于納米氣泡超聲造影劑的理論動力學(xué)模型仍有待于開發(fā)。其次，針對納米液滴的研究，特別是在理論上的研究，仍然十分有限。盡管許多研究在試驗(yàn)結(jié)果中對納米液滴相變過程進(jìn)行了解釋，但理論上納米液滴相變的機(jī)理仍然尚未得到很好的闡述，需進(jìn)一步從理論上了解如何在降低超聲壓力振幅時，同時提高聲液滴汽化的效率。這些問題的深入研究對于新型納米級超聲造影劑的制備和臨床應(yīng)用具有重要意義。

對納米氣泡的動力學(xué)研究，在描述氣泡振蕩模型RP方程的基礎(chǔ)上，應(yīng)繼續(xù)發(fā)展在黏彈性介質(zhì)中和具有黏彈性界面的氣泡的振蕩模型，但需充分考慮氣泡尺寸的減小以及通過表面活性劑穩(wěn)定的氣泡對其振蕩產(chǎn)生的影響。在納米液滴的理論研究上，應(yīng)在對人體組織不產(chǎn)生破壞的低頻率下，以降低聲液滴汽化壓力閾值為目的，采用MATLAB軟件對不同超聲參數(shù)、顆粒性質(zhì)以及環(huán)境因素對液滴相變過程的影響進(jìn)行研究，進(jìn)一步了解聲液滴汽化的主要機(jī)理。