KAPITTEL 2 TEMA I dette kapittelet skal vi med basis i Bloch likning beskrive: Eksitasjon Presesjon Relaksasjon I tillegg presenteres: ”k-space” konseptet.

Presentasjon om: "KAPITTEL 2 TEMA I dette kapittelet skal vi med basis i Bloch likning beskrive: Eksitasjon Presesjon Relaksasjon I tillegg presenteres: ”k-space” konseptet."— Utskrift av presentasjonen:

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 { }B0 { }δB, G, B1 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. B1 som 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 { }δB, G, B1 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 ( ) ( ) { }G, B1 KAPITTEL 2 Bloch’s likning
Vi kan uttrykke Bloch’s likning både i vektor form og som matrise: { }G, B1 dM dt = γ Mx’ My’ Mz B1x’ B1y’ G * r i j k = γ ( G * r -B1y’ Mx’ -G * r B1x’ My’ B1y’ B1x’ Mz’ ) ( ) 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 dt T2 T2 UIO Fys-Kjm 4740

10 ( ) 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 Mz (t) - M0 = {Mz (0) – M0 } exp -t T1 ( ) = - dt T1 UIO Fys-Kjm 4740

11 ( ) ( ) ( ) { }G, B1 KAPITTEL 2 Bloch’s likning
Vi kan nå inkludere relaksasjons leddene i matrise uttrykket for Bloch’s likning og får da: - γG * r -1/T2 γB1x’ My’ ( ) { }G, B1 dM dt ( -1/T2 γG * r -γB1y’ Mx’ γB1y’ -γB1x’ -1/T Mz M0 /T1 ) = ( ) Likningen er utgangspunkt for vår matematiske forståelse av MRI samt design av pulssekvenser og RF-puls design. UIO Fys-Kjm 4740

12 ( ) ( ) ( ) { }G, B1 KAPITTEL 2 Bloch’s likning G
Presesjon: Presesjon er uttrykket vi bruker om magnefeltet, M, rotatsjon omkring B0 feltet (rotasjon bruker vi om magnetiseringens dreining om x eller y aksen). Med manglende RF felt kan vi beskrive magnetiseringen som: - γG * r -1/T2 γB1x’ My’ ( ) { }G, B1 dM dt ( -1/T2 γG * r -γB1y’ Mx’ γB1y’ -γB1x’ -1/T Mz M0 /T1 ) = ( ) G UIO Fys-Kjm 4740

13 ( ) ( ) ( ) 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: √ Presesjon i xý´-planet Relaksasjon MT (t) = MT (0) exp -jγr * ∫ G(t)dt exp ( ) -t T2 ( ) I tillegg får vi også uttrykket for den longitunale magnetiseringen: Mz (t) = {Mz (0) – M0 } exp ( ) -t T1 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 ( ) ( ) ( ) { }G, B1 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: γB1x’ 0 -γB1x’ 0 B1 - γG * r -1/T2 γB1x’ My’ ( ) { }G, B1 dM dt ( -1/T2 γG * r -γB1y’ Mx’ γB1y’ -γB1x’ -1/T Mz M0 /T1 ) = ( ) Dette gjelder for et B1 felt i x’ retningen. UIO Fys-Kjm 4740

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

17 ( ) ( ) ( ) { }G, B1 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: - γG * r -1/T2 γB1x’ My’ ( ) { }G, B1 dM dt ( -1/T2 γG * r -γB1y’ Mx’ γB1y’ -γB1x’ -1/T Mz M0 /T1 ) = ( ) Som kan forenkles til: dMT dt = -jγ(G * r) MT + jγB1M0 MT = Mx’ + j My’ B1 = B1x’ + j B1y’ j = -1 √ UIO Fys-Kjm 4740

18 ∫ ∫ KAPITTEL 2 Bloch’s likning Løsningen på dMT
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 t MT (t, r) = A(t) exp (-jγr * G(t’)dt’) t1 er tidspunktet for RF pulsens begynnelse T/2 ∫ MT (T/2, z) = jγM0 exp ( -jγzGz T/2) * B1(t)exp(jγzGzt)dt -T/2 UIO Fys-Kjm 4740

19 ∫ 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. Fourier integral T/2 Posisjons avhengighet ∫ 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 Ideelt bør RF pulsen medføre en blokk
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/ d/2 Gz sin kd/2 t B1(t) = jGzd sin α B1 kd/2 1 0.5 UIO Fys-Kjm 4740

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

25 ∫ ∫ ∫ KAPITTEL 2 MT (t) = m (x,y)exp(-j ω (x,y,t) dt)dxdy
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) MT (t) = m (x,y)exp(-j ω (x,y,t) dt)dxdy ∫ ∫ snitt ∫ UIO Fys-Kjm 4740

26 ∫ ∫ ∫ KAPITTEL 2 MT (t) = m (x,y)exp(-j ω (x,y,t) dt)dxdy
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. MT (t) = m (x,y)exp(-j ω (x,y,t) dt)dxdy ∫ ∫ snitt ∫ Gyn = 0: t=TE θ UIO Fys-Kjm 4740

27 ∫ ∫ ∫ KAPITTEL 2 MT (t) = m (x,y)exp(-j ω (x,y,t) dt)dxdy
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. MT (t) = m (x,y)exp(-j ω (x,y,t) dt)dxdy ∫ ∫ snitt ∫ UIO Fys-Kjm 4740

28 KAPITTEL 2 Sel. Fase Måle 90° 180° t = TE t = TE/2 t = 0 Ty tacq Gyn -γ{z Gz(t)dt ∫ TE/2 + γ z Gz(t)dt ∫ TE/2 TE + y Gyn(t)dt ∫ TE/2 + x Gx(t)dt} ∫ TE/2 + γ x Gx(t)dt ∫ TE/2 TE 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 = UIO Fys-Kjm 4740

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

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

31 ∫ ∫ KAPITTEL 2 MT (t’) = m (x,y) exp(-j (kxx + kyy )dxdy
snitt 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 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): 1 2π ∫ ∫ 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 ky fase -ky,max, kx,max kx UIO Fys-Kjm 4740

34 KAPITTEL 2 ”Bevegelse” i k-rommet i løpet av en spinn-ekko sekvens. A
Sel. Fase Måle 90° 180° t = TE t = TE/2 t = 0 Ty tacq Gyn A B C 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 ∫ ∫ KAPITTEL 2 m (x,y) = MT (kx, ky) exp(+j (kxx + kyy ))dkxdky
1 2π ∫ ∫ 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 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” 1 tsamp N tacq 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 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 TR UIO Fys-Kjm 4740

43 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. Sel. Fase Måle 90° 180° t = TE t = TE/2 t = 0 Ty tacq Gyn ∫ ∫ ∫ 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 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