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

KAPITTEL 2

Bloch’s likning

dM dt

= γ (M B) 2.1

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 bevegelsenuttrykt ved Larmor frekvensen ω:

ω0 = γ * B

B MM +dMω

UIO Fys-Kjm 4740

KAPITTEL 2

Bloch’s likning

I en magnettomograf må vi ta hensyn til tre ekstra magnetfelt i tilleggtil 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:

dM dt

= γ {M [B0 + δB + k(G * r) + B1]} { }B0

+ { }δB, G, B1

dM dt

UIO Fys-Kjm 4740

KAPITTEL 2

Bloch’s likning

Dersom vi nå plasserer oss i det roterende koordinatsystemetmed 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

= γ {M [δB + k(G * r) + B1]} { }δB, G, B1

dM dt

UIO Fys-Kjm 4740

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 dennekun utgjør ~ 10-5 av B0. 1 er rotasjonsfrekvensen, men er en mulig fase-vinkel.

UIO Fys-Kjm 4740

B1(t) = B1cos(1t - )i + B1sin(1t - )j

= B1x`i + B1y`j

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 ( 0 G * r -B1y’ Mx’ -G * r 0 B1x’ My’ B1y’ -B1x’ 0 Mz’

)( ) UIO Fys-Kjm 4740

KAPITTEL 2

Bloch’s likningBloch’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 detroterende koordinatsystemet er dM/dt lik null og magnetiserings-vektoren har bare en komponent, Mz.

UIO Fys-Kjm 4740

KAPITTEL 2

Bloch’s likning

I en ikke-likevekts tilstand (etter anvendelsen av en RF-puls) foregårto prosesser som påvirker magnetiseringen M. Den ene gradvis ødelegger den transversale magnetiseringen, dvs magnetiseringen i xy-planet, mens den andre prosessen bringer den longitudinalemagnetiseringen (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

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)

KAPITTEL 2

Bloch’s likning

= -dt T2

MT (t) = MT (0) exp ( )-t

T2

UIO Fys-Kjm 4740

KAPITTEL 2

Bloch’s likning

Den longitunale magnetiserings komponenten Mz relakserer tilbaketil likevekts verdien M0 p.g.a. spinn-gitter relaksasjon og med enkarakteristisk relaksasjonstid, T1. Dette gir følgende liknings sett:

dMz (t) Mz (t) – M0dt T1

= - Mz (t) - M0 = {Mz (0) – M0 } exp -t

T1( )

UIO Fys-Kjm 4740

KAPITTEL 2

Bloch’s likning

Vi kan nå inkludere relaksasjons leddene i matrise uttrykket forBloch’s likning og får da:

- γG * r -1/T2 γB1x’ My’ + 0( ){ }G, B1

dM dt (

-1/T2 γG * r -γB1y’ Mx’ 0

γB1y’ -γB1x’ -1/T1 Mz M0 /T1 ) = ( )

Likningen er utgangspunkt for vår matematiske forståelse av MRIsamt design av pulssekvenser og RF-puls design.

UIO Fys-Kjm 4740

- γG * r -1/T2 γB1x’ My’ + 0( ){ }G, B1

dM dt (

-1/T2 γG * r -γB1y’ Mx’ 0

γB1y’ -γB1x’ -1/T2 Mz M0 /T1 ) = ( )

KAPITTEL 2

Bloch’s likning

Presesjon: Presesjon er uttrykket vi bruker om magnefeltet, M, rotatsjon omkring B0 feltet (rotasjon bruker vi om magnetiseringensdreining om x eller y aksen). Med manglende RF felt kan vi beskrivemagnetiseringen som:

G 0 0

0 0

UIO Fys-Kjm 4740

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:

√

Mz (t) = {Mz (0) – M0 } exp ( )-t

T1

I tillegg får vi også uttrykket for den longitunale magnetiseringen:

MT (t) = MT (0) exp -jγr * ∫ G(t)dt exp ( )-t

T2( )

UIO Fys-Kjm 4740

Presesjon i xý´-planet Relaksasjon

KAPITTEL 2

Bloch’s likning

Eksitasjon: Med begrepet eksitasjon mener vi bruken av RF pulsertil å forandre retningen til magnetiserings vektoren, M. Ved et MRIopptak 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 volumetpåvirkes.Når snitt selekterende pulser anvendes skjer dette på samme tidspunktsom at en gradient puls aktiveres. Resultatet er at kun spinn i en skiveav volumet påvirkes av RF pulsen.

UIO Fys-Kjm 4740

KAPITTEL 2

Bloch’s likning

Eksitasjon: Når en ikke selektiv RF pulsen anvendes kan vi se bortfra gradientene. I tillegg er tiden mens eksitasjonen foregår så korti forhold til relaksasjonstidene T1 og T2 at vi setter relaksasjonsleddenetil null:

- γG * r -1/T2 γB1x’ My’ + 0( ){ }G, B1

dM dt (

-1/T2 γG * r -γB1y’ Mx’ 0

γB1y’ -γB1x’ -1/T1 Mz M0 /T1 ) = ( ) 0 0 0

0 0 -γB1x’

0 -γB1x’ 0B1

Dette gjelder for et B1 felt i x’ retningen.

UIO Fys-Kjm 4740

Eksitasjon: Forrige sides versjon av Bloch’s likning betyr to linjærtkoblede differensial likninger der løsningen er gitt som:

KAPITTEL 2

Bloch’s likning

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 cosωt Mz (0)

=

ω=γB1x’

90° : ωt =π/2

180° : ωt =π

UIO Fys-Kjm 4740

KAPITTEL 2

Bloch’s likning

Eksitasjon: Når en RF snitt seleksjon puls anvendes i kombinasjon meden gradient puls skjer en snittutvelgelse i volumet. Bloch’s likningforenkles til:

- γG * r -1/T2 γB1x’ My’ + 0( ){ }G, B1

dM dt (

-1/T2 γG * r -γB1y’ Mx’ 0

γB1y’ -γB1x’ -1/T1 Mz M0 /T1 ) = ( )

0

0

0

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

Løsningen på

er:

Vi kan løse for A(t) ved å bruke MT (t=t1, r). I tillegg begrenser vioss til en konstant gradient i z-retningen. Begynnelsetidspunktet forRF pulsen settes til –T/2 :

KAPITTEL 2

Bloch’s likning

dMT

dt= -jγ(G * r) MT + jγB1M0

MT (t, r) = A(t) exp (-jγr * G(t’)dt’) ∫t1

tt1 er tidspunktet for RF pulsens begynnelse

MT (T/2, z) = jγM0 exp ( -jγzGz T/2) * B1(t)exp(jγzGzt)dt ∫-T/2

T/2

UIO Fys-Kjm 4740

Uttrykket

gir oss magnetiseringen i transversal planet (x’y’-planet) ved tidspunktet T/2, altså ved RF pulsens slutt. Likningen fortellerat 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.

KAPITTEL 2

Bloch’s likning

MT (T/2, z) = jγM0 exp ( -jγzGz T/2) * B1(t)exp(jγzGzt)dt ∫-T/2

T/2

Fourier integralPosisjons avhengighet

UIO Fys-Kjm 4740

KAPITTEL 2

Bloch’s likning

For å fjerne MT posisjonsavhengighet anvendes en gradient somer av motsatt polaritet av seleksjonsgradienten og der gradientensareal tilsvarer arealet av seleksjonsgradienten fra RF pulsensmidtpunkt (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.

MT (T, z) = jM0 (B1(k)/Gz) exp(jkz)dk ∫-kT

kT

k = γ Gzt

kT = γ GzT/2

UIO Fys-Kjm 4740

KAPITTEL 2

Bloch’s likning

Ideelt bør RF pulsen medføre en blokkutvelgelse i rommet (MT (z) = M0 sin α for z < d/2 ellers MT = 0):

Fourier transformen av en slik puls er gittsom:

Denne sinc formede RF pulsen brukesi standard MR opptak gjerne multiplisert med en Gauss funksjon for en mykere slutt på pulsen.

z-d/2 0 d/2

MT (z)

B1(t) = jGzd sin α sin kd/2 kd/2

B1

1

0.5

0

t

Gz

UIO Fys-Kjm 4740

KAPITTEL 2

RF puls effekt beregning

RF pulsene tilfører kroppen energi som for pasienten kan medføreoppvarming som kjennes ubehagelig. Det er satt grenser for deneffekt mengde som er tillatt. Disse er:

- 4W/kg helkropps dose for voksne- 2W/kg helkropps dose barn

UIO Fys-Kjm 4740

KAPITTEL 2

Spinn ekko (SE) sekvensenbeskrives i dette kapiteleti detalj. Sekvensen brukes somutgangspunkt for å intro-dusere begrepet ”k-space”.

UIO Fys-Kjm 4740

KAPITTEL 2

Sel.

Fase

Måle

90°180°

t = TE

t = TE/2t = 0 Tytacq

Gyn

Under innsamlingen (tacq ) av måledata registreres den totalemagnetiseringen som funksjon av tid (MT (t)) i det eksiterte snittet:

snitt

MT (t) = m (x,y)exp(-j ω (x,y,t) dt)dxdy∫ ∫ ∫

tid

UIO Fys-Kjm 4740

KAPITTEL 2

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)

UIO Fys-Kjm 4740

KAPITTEL 2

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:t=TEt=TE

θ

UIO Fys-Kjm 4740

KAPITTEL 2

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.

UIO Fys-Kjm 4740

KAPITTEL 2

Sel.

Fase

Måle

90°180°

t = TE

t = TE/2t = 0 Tytacq

Gyn

For en spinn ekko sekvens kan vi finne fasen til spinnene i en gittposisjon, x,y, på tidspunktet t = TE ved å fasepropagere fra t = 0 til t = TE:

θ(TE) = ω (x,y,t)dt ∫0

TE

= -γ{z Gz(t)dt∫0

TE/2

+ y Gyn(t)dt∫0

TE/2

+ x Gx(t)dt}∫0

TE/2

+ γ z Gz(t)dt ∫ TE/2

TE

+ γ x Gx(t)dt ∫ TE/2

TE

UIO Fys-Kjm 4740

KAPITTEL 2

-γ{z Gz(t)dt∫0

TE/2

+ y Gyn(t)dt∫0

TE/2

+ x Gx(t)dt}∫0

TE/2

+ γ z Gz(t)dt ∫ TE/2

TE

+ γ x Gx(t)dt ∫ TE/2

TE

θ(TE) =

Flere av leddene kanselleres ved gitte betingelser:

- 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).

- Ved t = TE, er summen av faseendringene i måleretningen lik 0.

UIO Fys-Kjm 4740

KAPITTEL 2

Vi introduserer nå en tid, t’, relativ til TE:

t’ = t – TEt’ = 0 t = TEt’ = 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

∫0

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

KAPITTEL 2

Uttrykket over har form som en 2D-Fourier transform der vipå et gitt tidspunkt, t, kjenner verdiene til kx(t) og ky(t). Dettebetyr at vi kan beskrive snittets totale magnetisering, MT , somfunksjon 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).

MT (t’) = m (x,y) exp(-j (kxx + kyy )dxdy∫ ∫snitt

UIO Fys-Kjm 4740

KAPITTEL 2

I et MR opptak registrer vi først verdien av MT (kx, ky) for allekx og ky i k-planet. Deretter gjennomføres Fourier transformasjoneni 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

12π

kx,max og ky,max representerer antall piksler i MR bildet respektivt ix-retningen (frekvens/måle retningen) og i y-retningen(fase-retningen).

UIO Fys-Kjm 4740

KAPITTEL 2

k-rommet presenteres grafisk som vist under der en gitt linjekalles en ”profil”. Data til en slik profil frembringes ved atsignalet registreres mens målegradienten er aktivert. Ved å forandre verdien på fasegradienten, forandres ky. Samplingenav et nytt ekko gir så en ny profil i k-rommet.

ky

kx

tacq

måle

faseky,0, kx,max

-ky,max, kx,max

+ky,max, kx,max

UIO Fys-Kjm 4740

KAPITTEL 2

Sel.

Fase

Måle

90°180°

t = TE

t = TE/2t = 0 Tytacq

Gyn

0 A B C

”Bevegelse” i k-rommet i løpet av en spinn-ekko sekvens.

UIO Fys-Kjm 4740

KAPITTEL 2

La oss nå prøve å forstå k-rommet ved å følge signal vektoren tilspinn på ulike steder langs måle-gradienten relativt til ω0 vektoren.I dette eksempelet er fasegradienten satt til null.

TE tid

UIO Fys-Kjm 4740

KAPITTEL 2

Dersom fasegradienten anvendes vil signalet fra en gitt posisjoni xy-planet transformeres til et frekvenssignal med ulik fase i k-planet.

UIO Fys-Kjm 4740

KAPITTEL 2

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 dermedgrensen for bildeoppløsningen. Denne er gitt som:

λmin = 2FOV / N

m (x,y) = MT (kx, ky) exp(+j (kxx + kyy ))dkxdky∫ ∫kx ky

12π

ts = sampling tid

N = antall målinger

UIO Fys-Kjm 4740

KAPITTEL 2

”Aliasing” eller ”backfolding” er et fenomen der anatomi somligger utenfor FOV blir synlig i bildet. Dette artefaktet kan i verstetilfelle medføre feiltolkning av MR-bildet. Fenomenet kan oppståbåde i teorien fremkomme både i frekvens og faseretningen, meni 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

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

KAPITTEL 2

De ulike kontrastvektingene i en spinn ekko sekvens frembringesved 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

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 vilbilde frekvens båndbredden være stor. Et større frekvens utvalg av støy signal vil samples enn ved en svakere gradient, noe somfører til redusert SNR.

Eksempel: G = 30mT/m, FOV=0,5mΔω = γGx FOV = 638 kHz

Eksempel: G = 5mT/m, FOV=0,5mΔω = γGx FOV = 107 kHz

UIO Fys-Kjm 4740

Ved anvendelse av spinn ekko sekvenser bruker vi så å si alltidmulti snitt innsamling. Dette betyr at man inn forbi TR tidenrekker å eksitere flere snitt. Antall snitt som er mulig er bestemt av TR tiden, TE-tiden oglengden på innsamlingstiden, tacq .Ønskes flere snitt enn det er plass til inn forbi TR-tiden doblesscantiden da dette medfører bruk av flere ”pakker”.

KAPITTEL 2

TR TR

UIO Fys-Kjm 4740

KAPITTEL 2

Sel.

Fase

Måle

90°180°

t = TE

t = TE/2t = 0 Tytacq

Gyn

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 antallprofiler 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

KAPITTEL 2

I stedet for å bruke en 180 graders inversjonspuls for å oppnå et ekko, kan vibruke to gradientpulser i måleretningen. Disse to pulsene har motsattpolaritet. Maksimum refasing (TE) vil skje når arealet på den andre pulsener lik arealet av den første pulsen. Ekkoet som oppstår kalles ”field ekko (FE)”eller gradient ekko.

TE

RF

0 A B

ky

kx

0

AB

UIO Fys-Kjm 4740

Fase

Frekvens

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

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

KAPITTEL 2

På slutten av KAPITTELet nevnes flere former for kontrastmanipulering. I MRkjenner vi til flere kontrastmekanisme muligheter enn noen annen diagnostiskbildemetode: T1

T2ProtontetthetT1ρDiffusjonPerfusjonTemperaturpHT2*FlowElastisitetMTCKontrastmiddelAtomnummerMolekylVevsundertrykking

16 ulike mekanismer UIO Fys-Kjm 4740

KAPITTEL 2

Flere av disse kontrastvektingene oppnår ved hjelp av prepulser før seleksjonog 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