Магнитно-резонансная термометрия на основе измерений времени продольной релаксации и химического сдвига тема диссертации и автореферата по ВАК РФ 03.01.01, кандидат наук Ханов, Сердар Курбанович

  • Ханов, Сердар Курбанович
  • кандидат науккандидат наук
  • 2013, Москва
  • Специальность ВАК РФ03.01.01
  • Количество страниц 113
Ханов, Сердар Курбанович. Магнитно-резонансная термометрия на основе измерений времени продольной релаксации и химического сдвига: дис. кандидат наук: 03.01.01 - Радиобиология. Москва. 2013. 113 с.

Оглавление диссертации кандидат наук Ханов, Сердар Курбанович

ОГЛАВЛЕНИЕ

СПИСОК АББРЕВИАТУР

ВВЕДЕНИЕ

Глава 1. Основные принципы магнитно-резонансной томографии

1.1 Определение магнитно-резонансной томографии

1.2 ЯМР-сигнал

1.3 Спад свободной индукции

1.4 ЯМР-релаксация

1.5 Импульсные последовательности

1.6 Пространственное детектирование избранных спинов

1.7 Построение MP-изображения

Глава 2. Проблема применения МРТ для термометрии

2.1 МРТ как неинвазивный способ регистрации температурных полей

2.2 Современное состояние медицинской термотерапии

2.3 Проблема контроля температуры при термотерапии

2.4 Анализ термочувствительных параметров ЯМР и методов на их основе

2.4.1. Метод химического сдвига

2.4.2. Метод Т1-релаксации

2.4.3. Диффузионный метод

2.4.4. Метод Т2 релаксации

Глава 3. Условия проведения модельных экспериментов

3.1 Конфигурация МРТ аппаратуры

3.2 Импульсные последовательности, используемые в работе

3.3 Особенности МРТ-реализации фазового кодирования

3.4 Определение 77- и Г2-релаксационных характеристик

3.5 Технические требования к устройствам для совместимости с МРТ

3.6 Артефакты на МРТ-изображениях от металлосодержащих материалов

3.7 Установка для создания и регистрации стационарных температурных полей различной интенсивности

3.8 Установка для создания и регистрации квазистационарного температурного градиента

Глава 4. MP-термометрия модельных образцов и лабораторных животных

4.1. МРТ-термометрия модельных образцов методами Т1 релаксации и химического сдвига

4.1.1. МРТ-регистрация стационарного температурного градиента

4.1.2. Термометрия стационарных температурных полей различных интенсивностей

4.2. МР-термометрия лабораторных животных

ЗАКЛЮЧЕНИЕ

РЕЗУЛЬТАТЫ И ВЫВОДЫ

ПРИЗНАТЕЛЬНОСТИ

СПИСОК ЛИТЕРАТУРЫ

СПИСОК АББРЕВИАТУР

MP - магнитно-резонансный

MPT - магнитно-резонансная томография

ЯМР - ядерный магнитный резонанс

РЧ - радиочастотный

ИП - импульсная последовательность

ВАХ - вольт-амперная характеристика

Т1-ВИ- Т1-взвешенное изображение

Т2-ВИ- Г2-взвешенное изображение

77 - время спин-решеточной релаксации

Т2 - время спин-спиновой релаксации

ТЕ - Time Echo (время эхо)

77- Time Inversion (время инверсии)

TR - Time Repetition (время повторения)

SE - Spin Echo (ИП спин-эхо)

FSE - Fast Spin Echo (ИП быстрое спин-эхо)

MSME - Multi Spin Multi Echo (ИП мульти-спин-мульти-эхо)

GE - Gradient Echo (ИП градиентное эхо)

IR - Inversion Recovery (ИП инверсия-восстановление)

RARE - Rapid Acquisition with Relaxation Enhancement (ИП быстрого

сканирования, аналогичен ИП FSE)

ROI- region of interest (зона интереса)

FOV- field of view (поле зрения)

FISP - Fast Imaging with Steady State Precession

PVM PRESS - Para Vision Methods Point Resolved Spectroscopy

Рекомендованный список диссертаций по специальности «Радиобиология», 03.01.01 шифр ВАК

Введение диссертации (часть автореферата) на тему «Магнитно-резонансная термометрия на основе измерений времени продольной релаксации и химического сдвига»

ВВЕДЕНИЕ

Работа посвящена проблемам регистрации температурных полей внутри биоорганических сред методом магнитно-резонансной томографии (МРТ). В настоящее время МРТ широко используется в медицинской диагностике благодаря безопасности и высокой информативности исследования. Потенциальные возможности МРТ в медицине обширны и далеко не все реализованы. МРТ-термометрия актуальна для различных областей медицинской практики - это и медицинская термотерапия (гипо- и гипертермия), основанная на соответствующих биологических эффектах в условиях пониженной или повышенной температуры, и диагностика различных заболеваний, имеющих отличные от здоровых тканей температурные показатели (опухолевые процессы, ишемия и др.). Разработка бесконтактных методов термометрии также актуальна для радиационной медицины и радиобиологических исследований. По данным исследований [Levendag P.C., 1992; Tsafnat N., 2005] комбинация радиационного облучения с термотерапией имеет явные преимущества по сравнению с просто повторным облучением. В недавней работе [Rieke V., 2008] приведена положительная статистика по методам радиотерапии с применением гипертермии. Тепловое воздействие предполагает строгий контроль температуры в зоне нагрева. Обычно его производят с помощью термозондов - датчиков, работающих в режиме тепловых болометров. Такой локальный и инвазивный способ регистрации температуры, как правило, не охватывает всю зону температурного воздействия, а во многих случаях совершенно невозможен из-за несовместимого с жизненными функциями повреждения тканей. Дополнительные сложности контроля температуры возникают из-за неоднородности исследуемых тканей и механизмов отвода тепла живыми системами. Основными факторами, ограничивающими применение многих современных видов термотерапии в медицине, являются инвазивность и инерционность при определении температуры в зоне интереса, невысокая точность получаемых данных. В этой

связи представляется особенно актуальным развитие неинвазивных методов контроля температурных полей и включение их в медицинскую практику.

Развитие бесконтактных термометрических методик на основе МРТ, за счет чувствительности к температуре параметров ЯМР, позволило бы значительно расширить функционал современных MP-исследований в области медицинской термотерапии. Для этого требуется применение специальных методических подходов для надежной регистрации эффекта. Попытки решить эту задачу проводятся во всем мире. Однако, установление общих закономерностей регистрации температурных полей методом МРТ происходит в рамках разнообразных биомедицинских исследований, как правило, на сложных объектах, путем медленного накопления опытных фактов, получаемых на разных томографах, что делает получаемые экспериментальные данные специфичными и трудно сопоставимыми.

В работе проводится целенаправленное исследование на базе МР-томографов с магнитными полями 0.5 и 7 Тл на модельных образцах с целью получения экспериментального материала, доступного для количественного анализа и дальнейшего развития МР-термометрии.

Целыо работы стала разработка подходов к решению актуальной для МР-термометрии проблемы: неинвазивное измерение температурных полей внутри биологических тканей in vivo методом МРТ на основе регистрации температурной зависимости параметров ЯМР - времени продольной релаксации и химического сдвига.

Решаемые задачи

1. Проведение анализа параметров ЯМР, чувствительных к температуре в зоне интереса, и изучение возможностей методов, способных регистрировать эти параметры с высокой точностью.

2. Создание термометрической установки для модельных измерений, способной работать в MP-томографах не только в слабом (0.5 Тл), но и

сильном магнитных полях (до 7 Тл) и позволяющей проводить надежные измерения температуры как контактным, так и МРТ методом.

3. Исследование температурных зависимостей параметров ЯМР на модельных образцах.

4. Анализ и выявление эффективных методов МРТ термометрии на основе полученных экспериментальных данных.

5. Проведение экспериментов in vivo на лабораторных животных в режиме локальной ЯМР спектроскопии.

Научная новизна работы

Предложен модельный подход с применением фантомов для дальнейшего развития и применения МР-термометрии в практике. Для достижения поставленной цели были разработаны и созданы МР-совместимые экспериментальные установки, способные работать в сильных магнитных полях (до 7 Тл).

Экспериментальным путем были установлены наиболее эффективные методы МР-термометрии, показывающие линейную зависимость соответствующих параметров ЯМР от температуры практически на всем диапазоне температур, применяющихся в медицинской практике.

Разработан метод локальной ЯМР спектроскопии, позволяющий в малом объеме живой ткани определять ш vivo не только температуру ткани по изменениям химического сдвига, но и метаболический портрет процессов внутри выделенного воксела.

Практическая значимость результатов исследования

Продемонстрирована эффективность использования модельного подхода в развитии методов МР-термометрии. Результаты диссертационного исследования могут использоваться в качестве ориентиров при разработке медицинских методов МР-термометрии для практического применения: в медицинских

гипертермических методах, а так же для диагностики патологических образований, характеризующихся отличной от здоровых тканей температурой.

Личный вклад

Приведенные в диссертации результаты исследований температурных зависимостей параметров ЯМР на фантомах и лабораторных животных in vivo получены автором лично, постановка экспериментов и их анализ выполнены вместе с соавторами публикаций в равных долях участия.

Основные положения, выносимые на защиту

Наиболее эффективными и корректными способами МРТ-термометрии являются измерения температурных зависимостей продольного времени релаксации и химического сдвига характерных линий в локальном ЯМР спектре.

Модельные эксперименты и измерения in vivo показали высокую достоверность получения данных исходя из установленных температурных зависимостей продольного времени релаксации и химического сдвига.

Локальная ЯМР спектроскопия in vivo с выделением анализируемого воксела посредством неоднородных магнитных полей позволяет по характеристикам ЯМР спектра (химсдвигу и распределению интенсивностей спектральных линий) определять не только метаболический портрет, но и температуру выделенной ткани.

Апробация работы

Результаты исследований были доложены на 3-ем Евразийском конгрессе по медицинской физике и инженерии «Медицинская физика - 2010» (Москва, 21-26 июня 2010 г.), международных научных конференциях студентов, аспирантов и молодых учёных «Ломоносов-2011» (Москва, 11-15 апреля 2011 г.) и «Ломоносов-2012» (Москва, 9-13 апреля 2012 г.), научно-практической конференции «Инновационный проект 2011» (Москва, 11 октября 2011 г.), конференции Spinus 2011 (Санкт-Петербург, 27 ноября - 3 декабря 2011 г.), V Троицкой конференции «Медицинская физика и инновации в медицине»

(ТКМФ-5) (г. Троицк, 4-8 июня 2012 г.), International Symposium and Summer School in Saint Petersburg «NMR in Heterogeneous Systems», the 9th meeting: «NMR in Heterogeneous Systems» (Санкт-Петербург, 9-13 июля 2012 г.).

Публикации

Результаты диссертации отражены в 11 публикациях - 3 в рецензируемых журналах, входящих в перечень ВАК, и 8 в тезисах и трудах перечисленных конференций.

Структура и объем работы

Диссертация состоит из введения, 4 глав, заключения и списка литературы. Работа изложена на 113 стр., иллюстрирована 51 рисунком и 1 таблицей. Список цитируемой литературы включает 72 наименования, в том числе 60 иностранных.

Глава 1. Основные принципы магнитно-резонансной томографии

1.1 Определение магнитно-резонансной томографии.

Магнитно-резонансная томография (МРТ) - томографический метод исследования внутренних органов и тканей с использованием физического явления ядерного магнитного резонанса (ЯМР), используется, главным образом, для визуализации внутренних органов человеческого тела, а также животных. [Jones R.A. et al., 1996; Hornak J.P., 1997]. ЯМР-сигнал способны производить ядра с ненулевым спином, помещенные в постоянное магнитное поле В, в котором магнитные моменты ядер ориентируются параллельно и антипараллельно полю В. Этим ориентациям соответствуют дискретные уровни энергий с интервалом АЕ ~ уцВ. Тогда при наложении дополнительного переменного магнитного поля с частотой со — уВ (у-гиромагнитное отношение) они резонансно поглощают/переизлучают электромагнитную энергию. Характеристикой ядер в отношении ЯМР является их магнитный момент //, типичные величины которого для наиболее используемых в медицине ядер составляют ju= 2.7-10"8 рад/(Тл-с) для !Н, и ju = 0.67-10"8 рад/(Тл-с) для 13С. В постоянном поле 1 Тл ЯМР на протонах реализуется на радиочастоте 42.58 МГц.

Наблюдение ЯМР возможно для всех ядер второй и третьей групп таблицы Менделеева. Ядерный спин изотопов с четным числом протонов Z и четным числом нейтронов N равен нулю. На таких ядрах, типа ,2С 160, ЯМР принципиально не наблюдаем. Для наблюдения доступны группы ядер с четным Z и нечетным N или, наоборот, с нечетным Z при четном N.

Для описания явления ЯМР применяется два подхода - классический и квантовомеханический. С позиций квантовой механики угловой и магнитный моменты квантуются, т.е. имеют только дискретные значения. Величина проекции магнитного момента Zju = укт1/2ж. Для протонов она составляет ± уУ2к. В отсутствие внешнего магнитного поля спиновые состояния вырождены по энергии. При приложении к системе спинов внешнего магнитного поля В0 вырождение снимается, и ядра с направленными «по полю» и «против

поля» магнитными моментами оказываются в состояниях с разной энергией. Для всей системы ядер возникает возможность энергетических переходов с одного уровня на другой. Работа двухуровневого перехода составляет физическую основу спектроскопии ядерного магнитного резонанса и МРТ. Следует особо отметить, что МРТ для медицинских целей естественным образом ориентирован на использование его при комнатной температуре (хотя сам источник постоянного магнитного поля, как правило, находится при температуре жидкого гелия).

Особенностью МРТ, отличающей его от других томографических методов и позволяющей без особых ограничений использовать МРТ для исследования живых тканей, является малость в условиях ЯМР энергетического возмущения АЕ исследуемой системы: АЕ ~10'5 кТв случае ЯМР на фоне АЕ ~10~3 кТ для ЭПР или АЕ ~105 кТ для рентгеновского анализа.

1.2 ЯМР-сигнал

Как было сказано выше, в ЯМР томографии регистрация сигнала происходит от резонирующих ядер - водорода 'Н, 2Н, углерода 13С, азота 14N, фтора 19F, натрия 23Na, фосфора 31 Р. Чаще всего используют протоны водорода 'Н по причине их высокого естественного содержания в биологических тканях [Heshemi Н. et al., 2004; Марусина М.Я. и др., 2006]. Магнитный резонанс для ядер обусловлен наличием у этих частиц спиновых магнитных моментов. Последовательное описание магнитного резонанса возможно только на основе квантовой механики. Ряд важных понятий вытекает, однако, из электродинамики макроскопической системы зарядов.

Магнитный момент вводится для систем зарядов, движущихся стационарно в ограниченном объеме, как:

где еп - заряд, тп - радиус-вектор заряда с номером п, уп - скорость. Если все заряды и их массы одинаковы, то (1.1) можно переписать как:

М = 1/2c%nenrn X ц

п>

(1.1)

(1.2)

где в = Епгп х Рп ~ механический момент импульса системы, у = е/2тс -гиромагнитное отношение, константа пропорциональности между механическим и магнитным моментами.

Взаимодействие магнитного момента с полем описывается гамильтонианом в квантовомеханической интерпретации в трехмерной системе координат с направлением магнитного поля вдоль оси

* = (1.3)

Гамильтониан имеет два собственных значения (два уровня энергии) и две собственные волновые функции [Дзюба С.А., 1994]. В отсутствие магнитного поля система вырождена по энергии, а при наложении поля вырождение снимается и происходит расщепление уровней {рисунок 1.1).

1/2 $ДО ({Х> ^

4/2

В отсутствие ^-— I Р> Ир

пшш В магнитной поле

Рисунок 1.1. Квантовая система ядерных спинов а) при отсутствии поля (слева) и б) в магнитном поле Н (справа), аир- волновые функции спиновых состояний с проекциями спина 1/2 и -1/2, соответственно. Ыа и -

заселенности уровней.

При действии на систему возмущения, зависящего от времени, между уровнями происходят переходы, ведущие к излучению или поглощению энергии (рисунок 1.2).

штгрпсжг)

Рисунок 1.2. Излучение/поглощение энергии спиновой системой при переходах частиц (спинов) между состояниями.

Согласно теории возмущений, вероятность перехода между состояниями а и Ъ при воздействии гармонического возмущения v(t) — Fcosœt есть:

РаЬ = 2ТГ/Л |< а\Р\Ь >| о{ЕаЬ - Ы)(4), (1.4)

откуда следует, что переход возможен только при выполнении условия 1гш = ЕаЪ, т.е. ксо = дРН. Такие переходы называются резонансными.

Отношение заселенностей уровней при температуре Т определяется выражением:

^ = (1.5)

таким образом при температурах выше абсолютного нуля верхний уровень всегда заселен. Для небольших величин разница АЕ населенностей незначительна. При комнатной температуре (300 К) отношение заселенностей составляет величину порядка 10_6, т.е. оно близко к единице, и спины распределены практически поровну {рисунок 1.3).

т,к

га

о. <?

га а. 01 с

S

Д тК

Д t4~ 10 6

1 j

насыщение

jexp(-AE/kt)

hrwx)

Рисунок 1.3. Населенности энергетических уровней спиновой системы при

низкой и высокой температурах.

В условиях медицинского применения рабочие температуры МРТ составляют 300 - 310 К. Необходимость работы при высоких для ЯМР температурах составляет главную и принципиальную трудность для МРТ.

Регистрируемый сигнал, пропорциональный АЕЯдер, требует многократного усиления и дальнейшей пост-обработки.

1.3 Спад свободной индукции

В классическом представлении межуровневый переход осуществляется при совпадении частоты прецессии ядерных магнитных моментов со0 = уН0 (ларморова прецессия) с частотой со возбуждающего РЧ импульса. После прекращения действия РЧ импульса, образованный магнитными моментами ядер суммарный вектор продольной намагниченности Мг, отклонившийся от направления силовых линий внешнего поля, возвращается в свое исходное состояние Мо, а поперечная намагниченность Мху сходится к нулевому значению. Во время этого процесса, называемого релаксацией, резонировавшие ядра излучают электромагнитные волны. Сигнал, связанный с процессом релаксации поперечной намагниченности Мху, носит название сигнала спада свободной индукции или FID (Free induction decay).

Регистрация FID-сигнала - это основной способ получения спектральной информации в импульсной ЯМР-спектроскопии (рисунок 1.4).

Рисунок 1.4. Схема спада свободной индукции {FID) после воздействия

Спиновая подсистема насыщается импульсом определенной длительности, который поворачивает суммарную намагниченность вокруг оси X на 90°, в результате чего вектор М оказывается направленным вдоль оси Г. Относительно лабораторной системы координат, вектор М прецессирует с частотой а>0 = уН0, и при этом в приемнике наводится сигнал спада свободной индукции [Марусина М.Я. и др., 2006; Ногпак 1.Р., 1997].

возбуждающего 90°- РЧ-импульса.

На практике точного резонанса при й)0 = со добиться невозможно, и вектор поперечной намагниченности во вращающейся системе координат вращается с частотой <у0 — со. Это приводит к осцилляции сигнала с этой же частотой. После действия 90°-импульса комплексная поперечная намагниченность во вращающейся системе координат имеет вид:

Эта формула определяет зависимость Т'ТО-сигнала от времени. Уширение линии по этому механизму обозначают, как 1 /Г2*. В подавляющем большинстве случаев однородная ширина линии 1 /Т2 много меньше чем 1/Т2*, т.е. основной вклад в спад индукции вносит определяемая интегралом (1.6) расфазировка прецессий разных спинов [Марусина М.Я. и др., 2006; Ногпак 1.Р., 1997].

В общем случае, при повторении последовательности, если, например, необходимо улучшить отношение сигнал-шум, амплитуда сигнала 5 после Фурье преобразования зависит от продольного времени релаксации 77 и времени между повторениями 77?. Выражение для сигнала:

где А: - коэффициент пропорциональности и р - плотность спинов в исследуемом объекте.

1.4 ЯМР-релаксация

Для системы спинов в магнитном поле существует два вида релаксации: продольная - для спиновых компонент, параллельных внешнему магнитному полю, и поперечная - для перпендикулярных. Продольная релаксация, происходящая с характерным временем 77, обусловлена обменом зеемановской энергии с решеткой, поэтому она называется также спин-решеточной релаксацией. Поперечную релаксацию с характерным временем Т2 называют спин-спиновой релаксацией - она определяет установление равновесия внутри спиновой системы. Из решений уравнения Блоха следует, что продольное время 77 определяет степень насыщения спиновой системы при данной мощности

М±(0 = 1М0ехр(-^-) { с1сю0д(со0)ехр(1(бо0 - со)?). (1.6)

(1.7)

переменного поля, а Т2 — ширину линии в отсутствие насыщения [Дзюба С.А., 1994; Анисимов Н.В. и др., 2005].

За релаксацию ответственны самые разнообразные магнитные взаимодействия окружающей среды со спинами, которые случайным образом изменяются во времени. В жидкостях доминируют диполь-дипольные взаимодействия между ядерными спинами.

Продольная релаксация Т1. Время продольной релаксации - это время, необходимое для перевода 63% ядер в состояние равновесия после их возбуждения 90°-импульсом. Время 77 зависит от нескольких параметров: типа ядер, напряженности внешнего магнитного поля, температуры, подвижности ЯМР-активных частиц (микровязкости), присутствия парамагнитных ионов и больших молекул.

В типичных парамагнитных ионах типа, например, Fe3+, Gd3+ присутствуют неспаренные электроны, хаотические переориентации которых создают сильные флуктуации магнитные поля, существенно уменьшающие время релаксации 77. Способность парамагнитных веществ изменять скорость релаксации 77 широко используется для усиления контраста МРТ-изображений [Jones R.A.,et al., 1996].

В процессе 77 релаксации в молекулярную решетку выделяется энергия, полученная спинами от радиочастотного (РЧ) импульса. Это происходит в процессе энергетического обмена между группами спинов, влияющего на продольную намагниченность. Поэтому 77 релаксация наблюдается как возврат вектора продольной намагниченности Mz в равновесное состояние М0 {рисунок 1.5). Обычно 77 релаксация имеет экспоненциальный характер и задается выражением:

Mz = M0(l-e~^) (1.8)

Изменить продольную намагниченность можно применением резонансного поля Bj в плоскости XY. Поэтому любые колебания магнитного поля, имеющего колеблющуюся на резонансной частоте в плоскости XY

составляющую, вызывают переходы спинов из одного состояния в другое. Типичные значения времени 77 протонов для биологических тканей лежат в диапазоне от 0.5 до 2 секунд.

Рисунок 1.5. Зависимость продольной намагниченности Mzот времени. Спин-решеточная (продольная) релаксация со временем 77. Мо - уровень насыщения

спиновой системы.

Поперечная релаксация Т2. Поперечная спин-спиновая релаксация Т2 описывает процесс возвращения в равновесное состояние вектора поперечной намагниченности Мху и зависит от обмена энергией между соседними спинами (рисунок 1.6)\

dMxy _ Мху

с решением:

Мху = Мху0е~к (1.10)

Этот спад намагниченности в плоскости XY вызывается потерей фазовой когерентности микроскопических компонент из-за малых различий ларморовых частот, обусловленных разбросом статических магнитных полей в разных точках образца [Hornak J.P., 1997].

Рисунок 1.6. Зависимость поперечной намагниченности Мху от времени. Спин-спиновая (поперечная) релаксации со временем Т2.

В жидкостях времена Т2 близки к 77. Однако, в твердых телах и средах с большой вязкостью статические поля от соседних ядер усредняются плохо, и становятся все более заметными их флуктуации. Это ведет к существенному уменьшению Т2 по сравнению с 77. И если в жидкостях сигнал магнитного резонанса Т2 может длиться секунды, то в твердых телах он полностью спадает до нуля за миллисекунду.

Релаксация в сложных системах Т2*. Помимо основного времени релаксации Т2 существует вклад в поперечную релаксацию за счет статических неоднородностей ларморовской частоты прецессии о)0. Неоднородность ларморовской частоты может появляться из-за разных причин - неоднородности внешнего магнитного поля, анизотропии в твердом теле ^-фактора или химического сдвига, наличия статических локальных взаимодействий (например, диполь-дипольного взаимодействия ядер). Результирующая скорость поперечной релаксации 7/72* выражается, как:

+ ^ + (1-П)

12 12 12

где А - характерный статический разброс частот (рисунок 1.7).

Рисунок 1.7. Временная зависимость ЯМР-сигнала S поперечной релаксации. Г2* - вклад, обусловленный статическими неоднородностями магнитного поля и разбросом величин ларморовской частоты соо.

Этот вклад, обусловленный неоднородностями, определяет неоднородную ширину резонансной линии. В твердых телах обычно Т2* « Т2. Это происходит из-за того, что статические неоднородности локальных магнитных полей, вызванные анизотропными взаимодействиями, обычно существенно больше, чем временные флуктуации таких полей.

Выражение (1.11) носит лишь приблизительный характер, так как разброс частот не обязательно приводит к экспоненциальному спаду поперечной намагниченности. Тем не менее, введение характерного реального времени спада поперечной намагниченности Т2 * практически полезно при анализе импульсных экспериментов [Hornak J.P., 1997].

В общем случае дифференциальное уравнение, описывающее динамику макроскопической намагниченности во внешнем магнитном поле В, включает в себя оба времени релаксации Т1 и 72:

= M(t) х YBext(t) + ^ (М0 - Mz)Z - £ Мху. (1.12)

Уравнение известно как эмпирическое векторное уравнение Блоха. Параметры релаксации описывают возврат к равновесию всей системы спинов в магнитном поле, направленном вдоль оси Z.

1.5 Импульсные последовательности

К настоящему времени разработано множество различных импульсных последовательностей, которые обеспечивают оптимальный контраст между нормальными и измененными тканями в зависимости от целей исследования [Jones R.A., et al., 1996]. В импульсных методах поперечное переменное поле Н включается только на определенный промежуток времени tp. При резонансе, когда частота со переменного поля Н равна ларморовской частоте прецессии в постоянном магнитном поле соо, угол поворота вектора намагниченности определяется как:

e = ü)1tp, (1.13)

где = уНх (рисунок 1.8). Импульсы, соответствующие углам поворота 0 90° и 180°, называются 90° и 180°.

Рисунок 1.8. Схема действия 90° РЧ-импульса, опрокидывающего суммарную намагниченность в плоскость ХУ на угол в = 90°.

На практике спектр всегда представляет собой набор линий с резонансными частотами а)ь распределенными в некотором интервале А. Это

означает, что если выполняется условие а^ » А, то весь спектр возбуждается целиком. Для селективного возбуждения вблизи несущей частоты требуются импульсы с углами поворота, не превышающими л. Таким образом, возникает ограничение на длительность импульса tp, а именно tp « тт/Д [Heshemi Н., et al., 2004]. В общем случае существует целый ряд параметров, контролирующих все характеристики последовательности, основными из которых являются: TR -период повторения последовательности; ТЕ - время появления эхо-сигнала (определяет уровень расфазировки до момента считывания эхо сигнала или влияние процесса Т2 релаксации); 77 - время инверсии (интервал между инвертирующим и 90° импульсами), используется для ряда последовательностей; Bw — ширина частотной полосы пропускания; Fa — угол отклонения, используется для ряда последовательностей.

Импульсные последовательности имеют следующую классификацию: 1) спин-эхо последовательности, основанные на регистрации сигналов первичного спинового эха (спин-эхо, быстрое спин-эхо, мульти спин-эхо); 2) градиентные эхо последовательности, основанные на обнаружении градиентного эха (градиент-эхо, градиент-эхо с очищением); 3) последовательности с выборочным подавлением сигналов (с подавлением сигнала от жидкости, жира, крови и т.п.).

Последовательность спинового эха. Импульсная последовательность спин-эхо (SE) - это наиболее часто используемая последовательность, предложенная Карром и Парселом на заре MP-томографии (рисунок 1.9). Данная последовательность имеет следующую структуру: (90° - г - 180° - сбор данных)*п. Первым подается 90°-импульс, который синхронизирует прецессирующие спины и опрокидывает намагниченность в плоскость XY. В момент времени t = 2т происходит синхронизация прецессий индивидуальных спинов, т.е. фазы всех изохроматов оказываются одинаковыми. Возникает макроскопическая намагниченность вдоль оси 7, которая индуцирует сигнал спинового эха. Спектральная диффузия приводит к тому, что амплитуда намагниченности для каждого из изохроматов с течением времени т необратимо

уменьшается пропорционально ехр(—2т/Т2), что, соответственно, приводит к уменьшению сигнала.

TR

180' 180' 90* __ 90* _

BF П _ГТ

ТЕ

Signal

Рисунок 1.9. Схема ИП спинового эха (SE): 90° - т - 180°- сбор данных -90° - т -180°- сбор данных. TR — период повторения последовательности импульсов,

ТЕ - время появления эхо-сигнала.

Поскольку максимум амплитуды эхо-сигнала не зависит от неоднородностей и статичных градиентов, то амплитуда правильно передают спин-спиновую релаксацию в образце. Справа и слева от центра эхо-сигнала, инициированного 90° импульсом, спад определяется не столько временем 72, сколько временем Т2*. Поэтому по сторонам от центра эхо-сигнала сигнал спадает быстрее. В этот момент прикладывается 180°-импульс, и через время ТЕ появляется новый эхо-сигнал. Временная форма эха-сигнала во всей его области определяется усреднением по всем изохроматам:

Похожие диссертационные работы по специальности «Радиобиология», 03.01.01 шифр ВАК

Список литературы диссертационного исследования кандидат наук Ханов, Сердар Курбанович, 2013 год

СПИСОК ЛИТЕРАТУРЫ

1. Bottomley P.A., Andrew E.R., RF magnetic field penetration, phase shift and power dissipation in biological tissue: implications forNMR imaging, Phys. Med. Biol. 1978,23,630-643

2. Brambrink A. M., Kopacz L., Astheimer A., Noga H., Heimann A., Kempski O., Control of brain temperature during experimental global ischemia in rats, Journal of Neuroscience Methods 92 (1999) 111-122.

3. Cady E.B., D'Souza P.C., Penrice J., Lorek A., The estimation of local brain temperature by in vivo 1H magnetic resonance spectroscopy, Magnetic resonance in medicine / Society of Magnetic Resonance in Medicine. 1995, 33(6): 862-7.

4. Carter D., MacFall J., Clegg S., Magnetic resonance thermometry during hyperthermia for human high-grade sarcoma, Int. J. Radiat. Oncol. Biol. Phys., 1998,40, 815-22.

5. Cline H.E., Hynynen K., Schneider E., Hardy C.J., Maier S.E., Watkins R.D., Jolesz F.A. Simultaneous magnetic resonance phase and magnitude temperature maps in muscle. Magn Reson Med 1996; 35: 309-315.

6. Corbett R.J., Laptook A.R., Tollefsbol G., Kim В., Validation of a noninvasive method to measure brain temperature in vivo using 1H NMR spectroscopy. J Neurochem, 1995,64:1224-30.

7. Dahl O, Interaction of hyperthermia and chemotherapy, Rec Res. Cancer Res., 1988; 107: 157-69.

8. Dewhirst M.W., Viglianti B.L., Lora-Michiels M., Hanson M., Hoopes P.J., Basic principles of thermal dosimetry and thermal thresholds for tissue damage from hyperthermia, Int. J. Hyperthermia 2003, 19, 267-294.

9. Dr Gellermann J., Wlodarczyk W., Feussner A., et. al., Methods and potentials of magnetic resonance imaging for monitoring radiofrequency hyperthermia in a hybrid system, Int. J. Hyperthermia, September 2005, 21(6), 497-513.

10. Dr Gellermann J., Wlodarczyk W., Feussner A., et. al., Methods and potentials of magnetic resonance imaging for monitoring radiofrequency hyperthermia in a hybrid system, Int. J. Hyperthermia, September 2005, 21(6), 497-513.

11. Fossheim S.L., Il'yasov K.A., Hennig J., Bjornerud A., Thermosensitive paramagnetic liposomes for temperature control during MR imaging-guided hyperthermia: in vitro feasibility studies, Acad. Radiol. 2000, 7, 1107—1115.

12. Frich L., Bjornerud A., Fossheim S., Tillung T., Gladhaug I., Experimental application of thermosensitive paramagnetic liposomes for monitoring magnetic resonance imaging guided thermal ablation, Magn. Reson. Med. 2004, 52, 1302— 1309.

13. Germain D., Chevallier P., Laurent A., Savart M., Wassef M., Saint-Jaimes H., MR monitoring of laser induced lesions of the liver in vivo in a low-field open magnet: temperature mapping and lesion size prediction, J. Magn. Reson. Imaging 2001, 13,42-49.

14. Grossman C., Magnetic resonance imaging and computed tomography of the head and spine, Williams & Wilkins Ed, 1996.

15. Hahn G.M., Hyperthermia for engineer: a short biological primer, IEEE Transactions on Biomedical Engineering, 31(1), 1984. [Hahn G.M., 1984]

16. Hekmatyar S.K., Kerkhoff R.M., Pakin S.K., Hopewell P., Bansal N., Noninvasive thermometry using hyperfine-shifted MR signals from paramagnetic lanthanide complexes, Int. J. Hyperthermia 2005, 21, 561-574.

17. Heshemi H., Ray Ed., Bradely W., Lasanti C., MRI: The Basics, Lippincott Williams & Wilkins Ed, 2004

18. Hindman J.C., Proton resonance shift of water in gas and liquid states, Journal of Chemical Physics, 1966, 44, 4582^4592.

19. Hokland S.L., Pedersen M., Salomir R., Quesson B., Stodkilde-Jorgensen H., Moonen C.T., MRI-guided focused ultrasound: methodology and applications, IEEE Trans. Med. Imaging 2006, 25, 723-731.

20. Hornak J.P., The basics of MRI, Rochester Inst, of Tech., Virginia, 1997.

21. Ishihara Y., Calderon A., Watanabe H., Okamoto K., Suzuki Y., Kuroda K., Suzuki Y., A precise and fast temperature mapping using water proton chemical shift, Magn. Reson. Med. 1995,34, 814-823.

22. Jalmes H., MR temperature measurement in liver tissue at 0.23 Twith a steady-state free precession sequence, Magn. Reson. Med. 2002, 47, 940-947.

23. Jayasundar R., Singh V.P., In Vivo Temperature Measurements in Brain Tumors Using Proton MR Spectroscopy, Neurology India. 2002 50(4):436-9.

24. Jones R.A., Kvaerness K, Rinck P.A., Southon Т.Е., Магнитный резонанс в медицине, под ред. П.А. Ринка, издание 3, 1996.

25. Kuroda К., Mulkern R.V., Oshio К., et. al., Temperature mapping using the water proton chemical shift: self-referenced method with echo-planar spectroscopic imaging, Magn. Reson. Med. 2000, 43, 220-225.

26. Kuroda K., Non-invasive MR thermography using the water proton chemical shift, Int J Hyperthermia 2005, 21, 547-560.

27. Kuroda K., Oshio K., Mulkern R.V., Jolesz F.A., Optimization of chemical shift selective suppression of fat, Magn. Reson. Med. 1998, 40, 505-510.

28. Levendag P.C., Reirradiation of recurrent head and neck cancers external and/or interstitial radiation therapy, Radiother Oncol., 1992

29. MacFall J.R., Prescott D.M., Charles H.C., Samulski T.V., MRI phase thermometry in vivo in canine brain, muscle, and tumor tissue, Med. Phys. 1996, 23, 1775-1782.

30. Marshall I., Karaszewski В., Wardlaw J.M., et. al., Measurement of regional brain temperature using proton spectroscopic imaging: validation and application to acute ischemic stroke, Magn Reson Imaging 2006, 24, 699 - 706.

31. McDannold N., Hynynen K., Jolesz F., MRI monitoring of the thermal ablation of tissue: effects of long exposure times, J. Magn. Reson. Imaging 2001, 13, 421427.

32. McDannold N., Quantitative MRI-based temperature mapping based on the proton resonantfrequency shift: review of validation studies, Int. J. Hyperthermia 2005,21,533-546.

33. Minamisawa H., Mellergard P., Smith M., Bengtsson F., Theander S., BorisMoller F. and Siesjo Bo K., Preservation of Brain Temperature During Ischemia in Rats, Stroke. 1990;21:758-764

34. Muller R.N., Vander E.L., Laurent S., Spin transition molecular materials: intelligent contrast agents for magnetic resonance imaging, J. Am. Chem. Soc. 2003,125, 8405-8407.

35. Nott K.P., Hall L.D., Bows. J.R, Hale M., Patrick M.L., MRIphase mapping of temperature distributions induced in food by microwave heating, Magnetic Resonance Imaging 2000, 18, 69-79.

36. Pakin S.K., Hekmatyar S.K., Hopewell P., Babsky A., Bansal N., Non-invasive temperature imaging with thulium 1,4,7,10-tetraazacyclododecane-1,4,7,10-tetramethyl-1,4,7,10-tetraacetic acid (TmDOTMA-), NMR Biomed. 2006, 19, 116-124.

37. Peller M., Kurze V., Loeffler R., Pahernik S., Dellian M., Goetz A.E., Issels R., Reiser M., Hyperthermia induces T1 relaxation and blood flow changes in tumors. A MRI thermometry study in vivo, Magnetic Resonance Imaging 2003, 21, 545551.

38. Peters R.D., Henkelman R.M., Proton-resonance frequency shift MR thermometry is affected by changes in the electrical conductivity of tissue, Magn. Reson. Med. 2000,43, 62-71.

39. Peters R.D., Hinks P.S., Henkelman R.M., Ex vivo tissue-type independence in proton-resonance frequency shift MR thermometry, Magn. Reson. Med. 1998, 40, 454-459.

40. Peters R.D., Hinks R.S., Henkelman R.M., Heat-source orientation and geometry dependence in protonresonance frequency shift magnetic resonance thermometry, Magn. Reson. Med. 1999, 41, 909-918.

41. Poorter J. De, De Wagter C., De Deene Y., Thomsen C., Stahlberg F., Achten E., Noninvasive MRI thermometry with the proton resonance frequency (PRF) method: in vivo results in human muscle, Magn. Reson. Med. 1995, 33, 74-81.

42. Poorter J. De, Noninvasive MRI thermometry with the proton resonance frequency method: study of susceptibility effects, Magn. Reson. Med. 1995, 34, 359-367.

43. Poorter J. De, Wagter C. De, Deene Y. De, et. al., The proton-resonancefrequency-shift method compared with molecular-diffusion for quantitative measurement of 2-dimensional time-dependent temperature distribution in a phantom, Journal of Magnetic Resonance Series B, 1994, 103, 234-241.

44. Quesson B., de Zwart J.A., Moonen C.T., Magnetic resonance temperature imaging for guidance of thermotherapy, J. Magn. Reson. Imaging 2000, 12, 525533.

45. Rieke V., Pauly K.B., MR Thermometry, J. Magn. Reson. Imaging. - 2008. V. 27(2). P.376-390.

46. Sapareto S.A., Dewey W.C., Thermal dose determination in cancer therapy, Int. J. Radiat. Oncol. Biol. Phys. 1984, 10, 787-800.

47. Schenck J.F., The role of magnetic susceptibility in magnetic resonance imaging: MRI magnetic compatibility of the first and second kinds, Med. Phys. 1996, 23, 815-850.

48. Stafford R.J., Hazle J.D., Glover G.H., Monitoring of high-intensity focused ultrasound-induced temperature changes in vitro using an interleaved spiral acquisition, Magn. Reson. Med. 2000, 43, 909-912.

49. Stafford R.J., Price R.E., Diederich C.J., Kangasniemi M., Olsson L.E., Hazle J.D., Interleaved echo-planar imaging for fast multiplanar magnetic resonance temperature imaging of ultrasound thermal ablation therapy, J. Magn. Reson. Imaging 2004, 20, 706-714.

50. Stollberger R., Ascher P.W., Huber D., Renhart W., Radner H., Ebner F., Temperature monitoring of interstitial thermal tissue coagulation using MR phase images, J. Magn. Reson. Imaging 1998, 8, 188-196.

51. Thomsen S., Pathologic analysis ofphotothermal and photomechanical effects of laser-tissue interactions, Photochem. Photobiol. 1991, 53, 825-835.

52. Tsafnat N., Numerical modeling of ferromagnetic embolization hyperthermia in the treatment of liver cancer, Int. J. Hyperthermia 2001, 17, 72-88, 2005.

53. Vigen K.K., Jarrard J., Rieke V., Frisoli J., Daniel B.L., Butts Pauly K., In vivo porcine liver radiofrequency ablation with simultaneous MR temperature imaging, J. Magn. Reson. Imaging 2006, 23, 578-584.

54. Wagrell L., Schelin S., Bolmsjo M., Brudin L., High-energy transurethral microwave thermotherapy (TUMT) with intraprostatic temperature monitoring, J.Urol 1998; 159: 1583-7.

55. Woessner D.E., Zhang S., Merritt M.E., Sherry A.D., Numerical solution of the bloch equations provides insights into the optimum design of PARACEST agents for MRI, Magn. Reson. Med 2005, 53, 790-799.

56. Wust P., Fahling H., Wlodarczyk W., Antenna arrays in the SIGMA-Eye applicator: interactions and transforming networks, Med. Phys. 2001, 28, 1793805.

57. Young I.R., Hajnal J.V., Roberts I.G., et. al., An evaluation of the effects of susceptibility changes on the water chemical shift method of temperature measurement in human peripheral muscle, Magn. Reson. Med. 1996, 36, 366374.

58. Zhang S., Malloy C.R., Sherry A.D., MRI thermometry based on PARACEST agents, J. Am. Chem. Soc. 2005, 127, 17572-17573.

59. Zhu M., Bashir A., Ackerman J.J., Yablonskiy D.A., Improved Calibration Technique for In Vivo Proton MRS Thermometry for Brain Temperature Measurement, Magnetic Resonance in Medicine 60: 536-541 (2008).

60. Zwart J.A. de, Vimeux F.C., Delalande C., Canioni P., Moonen C.T., Fast lipid-suppressed MR temperature mapping with echo-shifted gradient-echo imaging and spectral-spatial excitation, Magn. Reson. Med. 1999, 42, 53-59.

61. Анисимов H.B., Батова С.С., Пирогов Ю.А. Магнитно-резонансная томография: управление контрастом и междисциплинарные приложения / Под ред. проф. Ю.А. Пирогова. - М.: МАКС Пресс, 2013, 244 с.

62. Анисимов Н.В., Пирогов Ю.А., Губский JI.B., Гладун В.В., Управление контрастом и информационные технологии в магнитно-резонансной томографии, ред. Пирогов Ю.А., Физический факультет МГУ, М., 2005,144 с.

63. Ахадов Т.А., Панов В.О., Айххофф У., Магнитно-резонансная томография спинного мозга и позвоночника, М., 2000.

64. Волков A.A., Какагельдыев С.К., Прохоров A.C., Пирогов Ю.А., МРТ-методы регистрации температурных полей в применении к гипертермии, Медицинская физика, 2011, №1 (51).

65. Волков A.A., Какагельдыев С.К., Прохоров A.C., Пирогов Ю.А., Традиционные методы нагрева в применении к магнитно-резонансной термометрии, Радиоэлектроника: электронный журнал, 2012,URL: http ://jre.cplire.ru/jre/j an 12/12/text.html.

66. Волков A.A., Никифоров B.H., Пирогов Ю.А., Иванов A.B., Прохоров A.C., Регистрация температурного поля методом магнитно-резонансной томографии, Медицинская физика, 2011, №1 (49), стр. 75-81.

67. Дзюба С.А., Основы магнитного резонанса - спектры магнитного резонанса, НГУ, Новосибирск, 1994.

68. Ильясов К.А., Развитие методов магнитно-резонансной томографии в исследовании самодиффузии и температурных полей в живых системах, Диссертация д.ф.м.н., Казань: Каз.ФТИ РАН, 2011, 280 с.

69. Коновалов А.Н., Корниенко В.Н., Пронин И.Н., Магнитно-резонансная томография в нейрохирургии, М.: Видар, 1997.

70. Марусина М.Я., Казначеева А.О., Современные виды томографии, учебное пособие СПб: СПбГУИТМО, 2006, 132 с.

71. Сивухин Д.В., Общий курс физики: электричество, т.З, п. 38, Физматлит, 2006.

72. Шикунова И.А., Сапфировые капиллярные системы доставки лазерного излучения к биологическим тканям, Автореферат кандидатской диссертации, 2010, Москва, ИОФАН, 22 с.

Обратите внимание, представленные выше научные тексты размещены для ознакомления и получены посредством распознавания оригинальных текстов диссертаций (OCR). В связи с чем, в них могут содержаться ошибки, связанные с несовершенством алгоритмов распознавания. В PDF файлах диссертаций и авторефератов, которые мы доставляем, подобных ошибок нет.