1 / 48

KAPITTEL 2

KAPITTEL 2. TEMA. I dette kapittelet skal vi med basis i Bloch likning beskrive: Eksitasjon Presesjon Relaksasjon I tillegg presenteres: ”k-space” konseptet Vi avslutter med en av introduksjon av: - Bilde artefakt.

courtney-bryan
Télécharger la présentation

KAPITTEL 2

An Image/Link below is provided (as is) to download presentation Download Policy: Content on the Website is provided to you AS IS for your information and personal use and may not be sold / licensed / shared on other websites without getting consent from its author. Content is provided to you AS IS for your information and personal use only. Download presentation by click this link. While downloading, if for some reason you are not able to download a presentation, the publisher may have deleted the file from their server. During download, if you can't get a presentation, the file might be deleted by the publisher.

E N D

Presentation Transcript

  1. KAPITTEL 2 TEMA • I dette kapittelet skal vi med basis i Bloch likning beskrive: • Eksitasjon • Presesjon • Relaksasjon • I tillegg presenteres: • ”k-space” konseptet • Vi avslutter med en av introduksjon av: • - Bilde artefakt UIO Fys-Kjm 4740

  2. KAPITTEL 2 Bloch’s likning dM = γ (M B) 2.1 dt hvor M er kroppens magnetfelt, B er magnetens hovedfelt og γ er det gyromagnetiske forholdet. Bloch’s likninger forteller at vektoren dM/dt alltid er rettet vinkelrett på M og B planet og dermed gir opphav til presesjons bevegelsen uttrykt ved Larmor frekvensen ω: ω0 = γ * B B M M +dM ω UIO Fys-Kjm 4740

  3. KAPITTEL 2 Bloch’s likning • I en magnettomograf må vi ta hensyn til tre ekstra magnetfelt i tillegg • til det homogene hovedfeltet B: • δB som uttrykker inhomogeniteter i hovedfeltet, B0. • k*(G * r) som gir magnetfeltgradienten (k er enhetsvektor, G er • gradientstyrken og r er retningsvektoren. • B1som representerer magnetfeltet til RF pulsen. • Bloch’s likninger kan utfra disse forandringen uttrykkes som: { }B0 { }δB, G, B1 dM dM = γ {M [B0 +δB + k(G * r) + B1]} + dt dt UIO Fys-Kjm 4740

  4. KAPITTEL 2 Bloch’s likning Dersom vi nå plasserer oss i det roterende koordinatsystemet med aksene x’,y’ og z (z’=z) og med en rotasjonsfrekvens lik: ω0 = γ * B0 vil presesjonen grunnet B0 ikke være observerbar. Vi får da { }δB, G, B1 dM = γ {M [δB + k(G * r) + B1]} dt UIO Fys-Kjm 4740

  5. KAPITTEL 2 Bloch’s likning Før vi skal diskutere bilde artefakter går vi ut fra at B0 er homogent (δB = 0). I tillegg kan vi se bort fra z-komponenten av B1 da denne kun utgjør ~ 10-5 av B0. 1 er rotasjonsfrekvensen, men  er en mulig fase- vinkel. B1(t) =B1cos(1t - )i + B1sin(1t - )j =B1x`i + B1y`j UIO Fys-Kjm 4740

  6. ij k { }G, B1 dM = γ Mx’ My’ Mz dt B1x’ B1y’ G * r ( ) ( ) 0 G * r -B1y’ Mx’ = γ -G * r 0 B1x’ My’ B1y’ -B1x’ 0 Mz’ KAPITTEL 2 Bloch’s likning Vi kan uttrykke Bloch’s likning både i vektor form og som matrise: UIO Fys-Kjm 4740

  7. KAPITTEL 2 Bloch’s likning Bloch’s likning I likevektstilstanden (ingen ytre RF påvirkning) er både Mx’ og My’ lik null. I tillegg er B1 komponentene også null. Dette betyr at i det roterende koordinatsystemet er dM/dt lik null og magnetiserings- vektoren har bare en komponent, Mz. UIO Fys-Kjm 4740

  8. KAPITTEL 2 Bloch’s likning I en ikke-likevekts tilstand (etter anvendelsen av en RF-puls) foregår to prosesser som påvirker magnetiseringen M. Den ene gradvis ødelegger den transversale magnetiseringen, dvs magnetiseringen i xy-planet, mens den andre prosessen bringer den longitudinale magnetiseringen (magnetiseringen langs z-aksen) tilbake til likevekt. Den første prosessen kalles spinn-spinn relaksasjon og karakteriseres med T2 relaksasjonskonstanten. Prosessen langs z-aksen kalles spinn- gitter relaksasjon og beskrives med T1 relaksasjonskonstanten. UIO Fys-Kjm 4740

  9. KAPITTEL 2 Bloch’s likning Begge relaksasjonsprosessene må introduseres i Bloch’s likning. Spinn-spinn relaksasjon medfører at den transversale magnetiseringen, MT (eller Mxy), forsvinner p.g.a defasing av de individuelle spinnene. MT er gitt ved: MT = i Mx + j My I vår modell antar vi at relaksasjonen foregår ekspotensielt: dMT (t) MT (t) ( ) -t MT (t) = MT (0) exp = - T2 dt T2 UIO Fys-Kjm 4740

  10. -t Mz (t) - M0 = {Mz (0) – M0 } exp T1 KAPITTEL 2 Bloch’s likning Den longitunale magnetiserings komponenten Mz relakserer tilbake til likevekts verdien M0 p.g.a. spinn-gitter relaksasjon og med en karakteristisk relaksasjonstid, T1. Dette gir følgende liknings sett: dMz (t) Mz (t) – M0 ( ) = - dt T1 UIO Fys-Kjm 4740

  11. ( ) ( ) ( ) -1/T2γG * r -γB1y’ Mx’ 0 { }G, B1 dM = - γG * r -1/T2γB1x’ My’ + 0 dt γB1y’ -γB1x’ -1/T1Mz M0 /T1 Likningen er utgangspunkt for vår matematiske forståelse av MRI samt design av pulssekvenser og RF-puls design. KAPITTEL 2 Bloch’s likning Vi kan nå inkludere relaksasjons leddene i matrise uttrykket for Bloch’s likning og får da: UIO Fys-Kjm 4740

  12. 0 ( ) ( ) ( ) -1/T2γG * r -γB1y’ Mx’ 0 0 { }G, B1 G dM = - γG * r -1/T2γB1x’ My’ + 0 dt 0 0 γB1y’ -γB1x’ -1/T2MzM0 /T1 KAPITTEL 2 Bloch’s likning Presesjon: Presesjon er uttrykket vi bruker om magnefeltet, M, rotatsjonomkring B0 feltet (rotasjon bruker vi om magnetiseringens dreining om x eller y aksen). Med manglende RF felt kan vi beskrive magnetiseringen som: UIO Fys-Kjm 4740

  13. Relaksasjon Presesjon i xý´-planet √ ( ) ( ) -t ( ) MT (t) = MT (0) exp -jγr *∫ G(t)dt exp -t Mz (t) = {Mz (0) – M0 } exp T2 T1 KAPITTEL 2 Bloch’s likning Presesjon: Ved hjelp av kompleks notasjon, MT(t) = Mx’ + j My’ (j = -1) og integrasjon av Blochs likning får vi uttrykket: I tillegg får vi også uttrykket for den longitunale magnetiseringen: UIO Fys-Kjm 4740

  14. KAPITTEL 2 Bloch’s likning Eksitasjon: Med begrepet eksitasjon mener vi bruken av RF pulser til å forandre retningen til magnetiserings vektoren, M. Ved et MRI opptak bruker vi både ”ikke-selekterende” pulser og ”snitt selekterende” pulser. Når ikke-selekterende pulser anvendes skjer dette uten at disse kombi- neres med en gradient puls. Dette betyr at spinnene i hele volumet påvirkes. Når snitt selekterende pulser anvendes skjer dette på samme tidspunkt som at en gradient puls aktiveres. Resultatet er at kun spinn i en skive av volumet påvirkes av RF pulsen. UIO Fys-Kjm 4740

  15. ( ) ( ) ( ) -1/T2γG * r -γB1y’ Mx’ 0 0 0 0 0 0 -γB1x’ 0 -γB1x’ 0 { }G, B1 dM = - γG * r -1/T2γB1x’ My’ + 0 dt B1 γB1y’ -γB1x’ -1/T1MzM0 /T1 KAPITTEL 2 Bloch’s likning Eksitasjon: Når en ikke selektiv RF pulsen anvendes kan vi se bort fra gradientene. I tillegg er tiden mens eksitasjonen foregår så kort i forhold til relak sasjonstidene T1 og T2 at vi setter relaksasjonsleddene til null: Dette gjelder for et B1 felt i x’ retningen. UIO Fys-Kjm 4740

  16. d2My’ = - γ2 B1x’ My’ 2 dt2 My’ = Asin( γB1x’ t ) + Bcos( γB1x’ t ) Grensebetingelser: t=0, My’ = My’ (0), Mz = Mz(0) ( ) ( )( ) Mx’ (t) 1 0 0 Mx’ (0) My’ (t) 0 cosωt sinωt My’ (0) Mz (t) 0 -sinωt cosωtMz (0) = 90° : ωt =π/2 180° : ωt =π KAPITTEL 2 Bloch’s likning Eksitasjon: Forrige sides versjon av Bloch’s likning betyr to linjært koblede differensial likninger der løsningen er gitt som: ω=γB1x’ UIO Fys-Kjm 4740

  17. 0 0 ( ) ( ) ( ) -1/T2γG * r -γB1y’ Mx’ 0 { }G, B1 dM 0 = - γG * r -1/T2γB1x’ My’ + 0 dt Som kan forenkles til: γB1y’ -γB1x’ -1/T1Mz M0 /T1 MT = Mx’ + j My’ B1 = B1x’ + j B1y’ j = -1 dMT = -jγ(G * r) MT + jγB1M0 dt √ KAPITTEL 2 Bloch’s likning Eksitasjon: Når en RF snitt seleksjon puls anvendes i kombinasjon med en gradient puls skjer en snittutvelgelse i volumet. Bloch’s likning forenkles til: UIO Fys-Kjm 4740

  18. t ∫ t1 KAPITTEL 2 Bloch’s likning Løsningen på er: Vi kan løse for A(t) ved å bruke MT (t=t1, r). I tillegg begrenser vi oss til en konstant gradient i z-retningen. Begynnelsetidspunktet for RF pulsen settes til –T/2 : dMT = -jγ(G * r) MT + jγB1M0 dt t1 er tidspunktet for RF pulsens begynnelse MT (t, r) = A(t) exp (-jγr * G(t’)dt’) T/2 ∫ MT (T/2, z) = jγM0 exp ( -jγzGz T/2)* B1(t)exp(jγzGzt)dt -T/2 UIO Fys-Kjm 4740

  19. Posisjons avhengighet Fourier integral KAPITTEL 2 Bloch’s likning Uttrykket gir oss magnetiseringen i transversal planet (x’y’-planet) ved tidspunktet T/2, altså ved RF pulsens slutt. Likningen forteller at MT (z) er lik Fourier integralet av B1 (t). I tillegg er retningen på MT (z) i x’y’-planet z avhengig. Sistnevnte fakta betyr at spinnenes retning over snittet er posisjons avhengig, noe som medfører tap av MR signalet fra snittvolumet. T/2 ∫ MT (T/2, z) = jγM0 exp ( -jγzGz T/2)* B1(t)exp(jγzGzt)dt -T/2 UIO Fys-Kjm 4740

  20. KAPITTEL 2 Bloch’s likning For å fjerne MT posisjonsavhengighet anvendes en gradient som er av motsatt polaritet av seleksjonsgradienten og der gradientens areal tilsvarer arealet av seleksjonsgradienten fra RF pulsens midtpunkt (t=0) til avslutning (t=T/2). Ved å bruke en slik gradient får vi: som viser at MT ikke lenger er avhengig av z og at spinnene dermed er i fase. k = γ Gzt kT = γ GzT/2 kT ∫ MT (T, z) = jM0(B1(k)/Gz) exp(jkz)dk -kT UIO Fys-Kjm 4740

  21. KAPITTEL 2 Bloch’s likning MT(z) Ideelt bør RF pulsen medføre en blokk utvelgelse i rommet (MT(z) = M0 sin α for z < d/2 ellers MT = 0): Fourier transformen av en slik puls er gitt som: Denne sinc formede RF pulsen brukes i standard MR opptak gjerne multiplisert med en Gauss funksjon for en mykere slutt på pulsen. z -d/2 0 d/2 Gz sin kd/2 t B1 B1(t) = jGzd sin α kd/2 1 0.5 0 UIO Fys-Kjm 4740

  22. KAPITTEL 2 RF puls effekt beregning • RF pulsene tilfører kroppen energi som for pasienten kan medføre • oppvarming som kjennes ubehagelig. Det er satt grenser for den • effekt mengde som er tillatt. Disse er: • 4W/kg helkropps dose for voksne • 2W/kg helkropps dose barn UIO Fys-Kjm 4740

  23. KAPITTEL 2 Spinn ekko (SE) sekvensen beskrives i dette kapitelet i detalj. Sekvensen brukes som utgangspunkt for å intro- dusere begrepet ”k-space”. UIO Fys-Kjm 4740

  24. 180° 90° Sel. Gyn Fase t = TE Måle t = 0 t = TE/2 tacq Ty Under innsamlingen (tacq ) av måledata registreres den totale magnetiseringen som funksjon av tid (MT(t)) i det eksiterte snittet: ∫ ∫ ∫ MT (t) = m(x,y)exp(-j ω (x,y,t) dt)dxdy snitt KAPITTEL 2 tid UIO Fys-Kjm 4740

  25. ∫ ∫ ∫ MT (t) = m(x,y)exp(-j ω (x,y,t) dt)dxdy snitt • m(x,y) er fordelingen av magnetiseringen over snittet like etter eksitasjonspulsen. Ved å designe ulike pulssekvenser vil signalet, S(x,y), fra en gitt piksel (xn , ym ) kunne påvirkes av ulike vektinger: • protonvekting: S(x,y) = m(x,y) • T2-vekting: S(x,y) = m(x,y) exp(-TE/T2) • T1-vekting: S(x,y) = m(x,y) [1- exp(-TR/T1)] • Generelt for SE sekvens: S(x,y) = m(x,y) [1- exp(-TR/T1)] exp(-TE/T2) KAPITTEL 2 UIO Fys-Kjm 4740

  26. ∫ ∫ ∫ MT (t) = m(x,y)exp(-j ω (x,y,t) dt)dxdy snitt Verdien til MT (t) vil være i stadig forandring i løpet av datainn- samlingstiden, tacq , grunnet at spinnene i de ulike pikslene ”vandrer” inn og ut av fase. Maksimum fase koherens over snittet finner vi ved kombinasjonen t = TE og Gyn = 0. Da er alle spinnene (teoretisk) i fase. Når Gyn = 0 vil spinn i ulike piksler også være i koherens ved t = TE, men med en fasevinkel relativt til spinn med ω0 frekvensen. Gyn = 0: Gyn = 0: θ t=TE t=TE KAPITTEL 2 UIO Fys-Kjm 4740

  27. ∫ ∫ ∫ MT (t) = m(x,y)exp(-j ω (x,y,t) dt)dxdy snitt ω (x,y,t) er spinn frekvensen i en gitt posisjon og på et gitt tidspunkt og kan, under påvirkning av en gradientpuls, G, uttrykkes som: ω (x,y,t) = γr *G(t) Eksponenten i uttrykket for MT (t), ω (x,y,t)dt, brukes til å følge fase- vinkelen, θ(t) over tid. Dette er fasen til spinn med frekvens ω relativt til spinn med frekvens ω0. Vi vil, for en gitt pulssekvens, primært være interessert i å følge propageringen av fase fra t = 0 (senter av RF puls) til t = TE. KAPITTEL 2 UIO Fys-Kjm 4740

  28. 180° 90° Sel. Gyn Fase t = TE Måle t = 0 t = TE/2 tacq Ty TE/2 TE/2 TE TE/2 TE -γ{z Gz(t)dt + γ z Gz(t)dt + γ x Gx(t)dt + y Gyn(t)dt + x Gx(t)dt} ∫ ∫ ∫ ∫ ∫ 0 0 TE/2 TE/2 0 KAPITTEL 2 For en spinn ekko sekvens kan vi finne fasen til spinnene i en gitt posisjon, x,y, på tidspunktet t = TE ved å fasepropagere fra t = 0 til t = TE: TE ∫ θ(TE) = ω (x,y,t)dt 0 = UIO Fys-Kjm 4740

  29. θ(TE) = • Summen av faseendringene i z-retningen skal alltid være null. • Summen av seleksjonsleddene i en pulssekvens er derfor alltid lik • 0. - Faseleddet forsvinner når fasegradienten passerer null (Gyn =0). TE TE/2 TE TE/2 TE/2 + γ x Gx(t)dt + γ z Gz(t)dt + y Gyn(t)dt -γ{z Gz(t)dt + x Gx(t)dt} ∫ ∫ ∫ ∫ ∫ - Ved t = TE, er summen av faseendringene i måleretningen lik 0. 0 TE/2 0 TE/2 0 KAPITTEL 2 Flere av leddene kanselleres ved gitte betingelser: UIO Fys-Kjm 4740

  30. Vi introduserer nå en tid, t’, relativ til TE: t’ = t – TE ∫ ∫ MT (t’) = m(x,y) exp(-j (kxx + kyy)dxdy t’ = 0 t = TE t’ = TE t = 0 snitt Ved å fjerne seleksjonsleddene og holde gradientleddene konstante under integrasjonen, finner vi at: ω (x,y,t) = γGynTyy + γGxt’xTy er lengden på fasegradienten = kyy + kxx t ∫ 0 ky og kx har dimmensjonen m-1 Uttrykket for den totale magnetiseringen i xy-planet blir da: KAPITTEL 2 UIO Fys-Kjm 4740

  31. ∫ ∫ MT (t’) = m(x,y) exp(-j (kxx + kyy)dxdy snitt KAPITTEL 2 Uttrykket over har form som en 2D-Fourier transform der vi på et gitt tidspunkt, t, kjenner verdiene til kx(t) og ky(t). Dette betyr at vi kan beskrive snittets totale magnetisering, MT , som funksjon av kx og ky .Vi har nå et Fourier par, m(x,y) og MT (kx, ky), hvor m(x,y) representerer et intensitets kart i xy-planet (MR-bildet), mens MT (kx, ky) representerer de målte signalverdier i et kxky-plan (rå data). Dette planet har sitt eget navn og kalles ”k-rommet” (eng. ”k-space). UIO Fys-Kjm 4740

  32. 1 2π KAPITTEL 2 I et MR opptak registrer vi først verdien av MT (kx, ky) for alle kx og ky i k-planet. Deretter gjennomføres Fourier transformasjonen i to retninger (kx og ky) for å finne verdiene for m(x,y): ∫ ∫ m(x,y) = MT (kx, ky) exp(+j (kxx + kyy))dkxdky kx ky kx,max og ky,max representerer antall piksler i MR bildet respektivt i x-retningen (frekvens/måle retningen) og i y-retningen (fase-retningen). UIO Fys-Kjm 4740

  33. KAPITTEL 2 k-rommet presenteres grafisk som vist under der en gitt linje kalles en ”profil”. Data til en slik profil frembringes ved at signalet registreres mens målegradienten er aktivert. Ved å forandre verdien på fasegradienten, forandres ky. Samplingen av et nytt ekko gir så en ny profil i k-rommet. +ky,max,kx,max måle tacq ky,0,kx,max fase ky -ky,max,kx,max kx UIO Fys-Kjm 4740

  34. 180° 90° Sel. Gyn Fase t = TE Måle t = 0 t = TE/2 tacq Ty KAPITTEL 2 ”Bevegelse” i k-rommet i løpet av en spinn-ekko sekvens. C A B 0 UIO Fys-Kjm 4740

  35. KAPITTEL 2 La oss nå prøve å forstå k-rommet ved å følge signal vektoren til spinn på ulike steder langs måle-gradienten relativt til ω0 vektoren. I dette eksempelet er fasegradienten satt til null. tid TE UIO Fys-Kjm 4740

  36. KAPITTEL 2 Dersom fasegradienten anvendes vil signalet fra en gitt posisjon i xy-planet transformeres til et frekvenssignal med ulik fase i k-planet. UIO Fys-Kjm 4740

  37. 1 2π KAPITTEL 2 ∫ ∫ m(x,y) = MT (kx, ky) exp(+j (kxx + kyy))dkxdky kx ky Eksponenten i overnevnte uttrykk er periodisk ettersom exp( j kxx) repeteres når kxx øker med 2π. Dette betyr at en gitt k-verdi beskriver en bølgelengde: λ = 2π / k Den høyeste k-verdien er gitt ved: kx,max = γGxtacq /2 = γGxts N/2 Den høyeste k-verdien gir den korteste bølgelengden og dermed grensen for bildeoppløsningen. Denne er gitt som: λmin = 2FOV / N ts = sampling tid N = antall målinger UIO Fys-Kjm 4740

  38. 1 N tsamp tacq KAPITTEL 2 ”Aliasing” eller ”backfolding” er et fenomen der anatomi som ligger utenfor FOV blir synlig i bildet. Dette artefaktet kan i verste tilfelle medføre feiltolkning av MR-bildet. Fenomenet kan oppstå både i teorien fremkomme både i frekvens og faseretningen, men i praksis sees det bare i faseretningen. I frekvens retningen unngås dette feno- menet ved at sampling-frekvensen må være minimum den dobbelte av maksi- mum objekt frekvens: fsamp ≥ = = 2 fmax Dette omtales som ”the Nyquist sampling thorem” UIO Fys-Kjm 4740

  39. KAPITTEL 2 En konsekvens av at vi i et MR opptak må begrense data innsamlings- tiden, tacq, er at et punkt i xy-planet ikke blir gjengitt som en delta- funksjon, men som en sinc funksjon. Denne funksjonen kalles også for ”point spread function” Dette medfører en viss uskarphet i bildet, referert til som ”blurring”. Funksjonen har en halv maksimum bredde gitt som: Δx = 1.2π/(γGxtacq) Δx er ikke pikselbredden. Den er gitt som FOV/N UIO Fys-Kjm 4740

  40. KAPITTEL 2 De ulike kontrastvektingene i en spinn ekko sekvens frembringes ved manipulering av repetisjons tiden, TR, og ekko tiden, TE . - Proton vekting: Lang TR, kort TE - T1 vekting: Kort TR, kort TE - T2 vekting: Lang TR, lang TE - Kort TR, lang TE: T2 vektet, men dårlig SNR UIO Fys-Kjm 4740

  41. KAPITTEL 2 Det målte signal-støyforholdet, SNR, er ikke bare avhengig av vektingsparametre som TR, TE og flip vinkel, men også på styrken til målegradienten. Når en sterk gradient anvendes vil bilde frekvens båndbredden være stor. Et større frekvens utvalg av støy signal vil samples enn ved en svakere gradient, noe som fører til redusert SNR. Eksempel: G = 30mT/m, FOV=0,5m Δω = γGx FOV = 638 kHz Eksempel: G = 5mT/m, FOV=0,5m Δω = γGx FOV = 107 kHz UIO Fys-Kjm 4740

  42. TR KAPITTEL 2 Ved anvendelse av spinn ekko sekvenser bruker vi så å si alltid multi snitt innsamling. Dette betyr at man inn forbi TR tiden rekker å eksitere flere snitt. Antall snitt som er mulig er bestemt av TR tiden, TE-tiden og lengden på innsamlingstiden, tacq . Ønskes flere snitt enn det er plass til inn forbi TR-tiden dobles scantiden da dette medfører bruk av flere ”pakker”. TR UIO Fys-Kjm 4740

  43. 180° 90° Sel. Gyn Fase t = TE Måle t = 0 t = TE/2 tacq Ty KAPITTEL 2 Det er mulig å utvide vårt opptak til også å omfatte koding i z-retningen. Dette kalles et 3D opptak og medfører at refase gradienten like etter snitt seleksjonen steppes i løpet av opptaket. Scantiden multipliseres med antall profiler i z-retningen, mens bilde SNR øker med roten av antall 3D profiler. ∫ ∫ ∫ m(x,y,z) = MT (kx, ky , kz) exp(+j (kxx + kyy + kyy))dkxdkydkz kx ky kz UIO Fys-Kjm 4740

  44. KAPITTEL 2 I stedet for å bruke en 180 graders inversjonspuls for å oppnå et ekko, kan vi bruke to gradientpulser i måleretningen. Disse to pulsene har motsatt polaritet. Maksimum refasing (TE) vil skje når arealet på den andre pulsen er lik arealet av den første pulsen. Ekkoet som oppstår kalles ”field ekko (FE)” eller gradient ekko. TE RF Fase A B Frekvens ky 0 0 A B kx UIO Fys-Kjm 4740

  45. KAPITTEL 2 • Bilde artefakt er feil i MR bildet som medfører at anatomi blir feilplassert, • ikke vist eller fremstilt i forvrengt versjon. I verste tilfelle kan dette lede til • tolknings feil. I denne introduksjonen til MR bilde artefakt beskrives to • hovedårsaker til bildeartefakt: • Frekvensfeil: • Grunnet inhomogeniteter i magnetfeltet, δB, blir anatomi plassert feil • i frekvensretningen. Dette er primært et problem for gradient ekko • sekvenser da 180 graders pulsen i SE sekvenser reverserer disse frekvens • feilene. • Feilregistrering av fettsignal. Fettsignalet har en frekvensforskjell på • 3.3ppm i forhold til fritt vann. Dette betyr at fettsignal kan bli feil- • plassert flere piksler i forhold til sin egentlige anatomiske posisjon. UIO Fys-Kjm 4740

  46. KAPITTEL 2 • Fasefeil: • På tidligere systemer kunne unøyaktigheter i fasegradientens ulike verdier føre til fasefeil som medførte at anatomi ble gjengitt med en konstant avstand over bildet. Et slikt artefakt ble kalt ”ghosting”. • Ved pulserende blod (arterielt blod) kan vi observere de samme type artefakt ettersom blodet vil få ulike fase langs en gradient anhengig av hastighet. • Ved respirasjon gir spesielt fett tydelige faseartefakt grunnet forskjellig plassering under opptaket. • Normalt løser vi disse problemene ved enten å hjertetrigge eller respirasjons • trigging eller begge deler. UIO Fys-Kjm 4740

  47. KAPITTEL 2 På slutten av KAPITTELet nevnes flere former for kontrastmanipulering. I MR kjenner vi til flere kontrastmekanisme muligheter enn noen annen diagnostisk bildemetode: T1 T2 Protontetthet T1ρ Diffusjon Perfusjon Temperatur pH T2* Flow Elastisitet MTC Kontrastmiddel Atomnummer Molekyl Vevsundertrykking 16 ulike mekanismer UIO Fys-Kjm 4740

  48. KAPITTEL 2 • Flere av disse kontrastvektingene oppnår ved hjelp av prepulser før seleksjon • og datainnsamling. Noen av disse er: • Saturasjons pulser: For T1 vekting • Inversjonspulser: For T1 vekting • Diffusjon pulser: For diffusjons vekting • Spin Locking pulser: For T1ρ vekting • Spektral pulser: For fjerning av fettsignal eller vannsignal • Magnetization transfer pulser. For MT vekting • Tagging pulser: For å generere bevegelse følsomme stripper i hjertebilder UIO Fys-Kjm 4740

More Related