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Imagerie par résonance magnétique (IRM) |
Chapitre IV: Codage spatial (x,y,z). |
IV.A Sélection de la coupe
1) Gradient de champ selon z
Les bobines de gradient selon z sont deux bobines situées de part et d’autre du solénoïde et qui lui sont coaxiales (§I.C.2). Lorsqu’elles sont activées, elles engendrent un champ qui varie linéairement de l’une à l’autre en passant par zéro à mi-chemin. La pente Gss=∂B/∂z de cette variation linéaire est un gradient de champ (Gss = "gradient of slice selection"). En un point de coordonnée z, le champ généré vaut ΔB(z)=Gss z= (∂B/∂z) z . Il s’ajoute au champ de base B0 créé par le solénoïde et qui est quant à lui constant d’un point à l’autre.
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IV.B Codage en phase et fréquence.
1) Codage dans un plan
Suite à l'impulsion 90° appliquée simultanément au gradient en z, les protons à l'intérieur de la coupe, et seulement ces protons, basculent dans le plan transverse. Pendant l'application du gradient ils tournent à des fréquences légèrement différentes selon leur position, mais lorsque la bascule est opérée et que le gradient est désactivé ils retrouvent tous leur vitesse de rotation liée au champ B0 de base. Par ailleurs ils contribuent tous au signal induit dans l'antenne réceptrice, ce qui dans la foulée pose la question de la construction de l'image. Comment, dans le seul signal fourni par l'antenne, retrouver les nombreuses informations locales correspondant aux nombreux pixels de l'image finale?
Strictement parlant, un pixel doit plutôt être vu comme un voxel, puisqu'il intègre l'épaisseur Δz de coupe, mais ce paramètre est fixé par la procédure de sélection de coupe décrite ci-dessus. La largeur Δx et la hauteur Δy des éléments d'image sont quant à elles définies respectivement par les propriétés d'échantillonnage du signal (ChII.C) et par les variations de gradient de phase qui seront étudiées plus loin dans ce chapitre. Pour caractériser entièrement chaque pixel il reste à préciser trois valeurs: sa position x, sa position y et le niveau de gris qui sera le sien dans l'image.
L'analyse de Fourier d'un signal aussi complexe qu'un signal IRM se révèle ici particulièrement efficace. Elle en extrait (Ch.II.B) tous les composants sinusoïdaux dont on rappellera (Ch.II.A) qu'ils sont de la forme:
A = A0 cos(ωt + φ)
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IV.C Echo de gradient.
1) Echo de gradient en T2*
Les gradients sont nécessaires à la construction de l'image. Toutefois leur usage présente un effet secondaire négatif en ce sens que tant qu'ils sont présents le signal tend à se détériorer. Cela vient de ce que les protons qui se trouvent à l'intérieur d'un même pixel ne tournent pas tout à fait à la même fréquence puisque par définition, et aussi réduite que soit la taille de ce pixel, le champ varie légèrement d'une extrémité à l'autre. Autrement dit ces protons, destinés à générer un signal local unique, se déphasent peu à peu, ce qui entraîne une diminution progressive de la somme vectorielle de leurs moments.
En ce qui concerne le FID on sait déjà (ChIII.D.1) que la décroissance ne se fait pas selon le temps idéal T2 mais au rythme plus rapide caractérisé par T2*. La mesure de ce signal FID supposerait que soit utilisé le gradient de fréquence par exemple, cela afin de localiser les protons sur un axe x. Le fait est que, dès que ce gradient se voit activé, le signal se met à décroître plus vite encore qu'en T2*, pour les raisons évoquées ci-dessus. Or il existe une solution à ce problème qui consiste à envoyer juste avant le gradient de mesure, que nous supposerons positif, le gradient exactement opposé, qui sera donc de même intensité mais négatif. L'idée est que les protons qui tournent le plus vite et donc prennent de l'avance pendant le lobe positif se seront vus préalablement imposés un retard pendant le lobe négatif. En quelque sorte on leur impose un handicap préalable, handicap qui sera progressivement comblé jusqu'à ce qu'ils se retrouvent tous exactement en phase. Le moment où le rephasage est complet est appelé écho de gradient.
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IV.D Angle de bascule.
1) Saturation de la population de protons.
Travailler avec un TR court implique qu'entre deux bascules dans le plan transverse (x,y) la magnétisation longitudinale Mz n'a pas le temps de remonter à sa valeur limite Mz0. On parle dans ce cas de saturation de la population de protons.
L'IRM rapide en particulier, qui s'efforce de construire des images en des temps réduits, trouve parfois avantage à utiliser des TR très courts, ce qui, sans autre forme d'intervention, devrait s'accompagner d'une forte saturation. Une façon de rencontrer le problème consiste à basculer l'aimantation longitudinale d'un angle θ plus faible que 90°, comme le montre la partie gauche de la figure ci-dessous où Mzn représente la valeur de repousse à la fin de la nième séquence, juste avant une nouvelle bascule.
On constate que dans ce cas, l'aimantation transversale Mxy= Mznsinθ obtenue est malgré tout importante et peut même être plus élevée que celle qu'on obtiendrait avec une bascule à 90° et une saturation élevée (partie droite du dessin), tant il est vrai que l'ombre portée d'un grand bâton légèrement incliné peut être plus longue que l'ombre portée d'un petit bâton complètement rabattu. Par ailleurs la saturation est réduite puisqu'après la bascule il reste une aimantation longitudinale Mxy= Mzncosθ de valeur non nulle, valeur qui sert de point de départ à la repousse.
