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Chapitre 8 Imagerie par résonance magnétique

F. Schneider and P.-M. Walker

Plan du chapitre

  1. Principes de la résonance magnétique nucléaire
  2. Codage spatial et formation de l'image
  3. Autres séquences d'intérêt 
  4. Instrumentation 
  5. Réalisation en pratique d'une IRM 

Principes de la résonance magnétique nucléaire

Introduction

La résonance magnétique nucléaire (RMN), phénomène sous-jacent à l'IRM, peut être abordée de plusieurs manières. La mécanique quantique, approche mathématique très abstraite, n'est guère à la portée des non-fondamentalistes tandis que l'approche qualitative, souvent proposée en milieu clinique, ne permet pas une maîtrise suffisante de la technique. Dans ce récit, nous avons opté pour une approche intermédiaire dite « approche classique » où une description plus « imagée » s'appuie sur un traitement quantitatif plus simple.

Spin nucléaire

Les noyaux possèdent un moment angulaire de spin, appelé plus simplement spin, et ce spin nucléaire est la condition qui définit les noyaux utilisables en RMN. Le spin nucléaire est d'abord une propriété intrinsèque, quantique, de toute particule isolée. On peut approcher cette propriété en considérant que la particule tourne sur elle-même, bien que la réalité physique soit différente. En anglais, “ tourner sur soi-même ” se dit “ to spin ”. Le spin nucléaire est en fait défini par le nombre quantique de spin I qui vaut ½ pour les nucléons. Une particule chargée qui tourne sur elle-même génère un moment magnétique, comme un petit électro-aimant. Les protons et neutrons formant les noyaux possèdent donc un spin intrinsèque de ½ et ses moments correspondants, notés I ⃗ pour le moment angulaire et μ ⃗ pour le moment magnétique associé (figure 8.1A). Le moment magnétique, qui résulte du moment cinétique, lui est proportionnel selon la relation µ ⃗=γ. I ⃗ où γ est appelé rapport gyromagnétique, constant pour un noyau donné.


Figure 1: A. Illustration d'un dipôle ou moment magnétique μ ⃗ .
B. Orientation des dipôles μ en présence du champ magnétique B0 pour un noyau I = ½. Les dipôles sont inclinés à l'angle magique (54,7°) par rapport à l'axe B0.
C. Mouvement de précession non synchronisée des dipôles autour de l'axe B0 à une fréquence angulaire ω0.
D. Répartition des dipôles 1H en deux niveaux énergétiques, l'écart énergétique entre les deux niveaux valant ΔE = γ.ћ.B0.

NB : À ne pas confondre I, le nombre quantique de spin et I ⃗, le moment angulaire de spin. Tout noyau atomique est formé de protons et de neutrons. Le noyau d'hydrogène (par exemple sur la molécule d'eau) ne contient qu'un proton. Le moment magnétique nucléaire (de spin) de ces noyaux d'hydrogène vaut donc ½. Lorsque le spin I n'est pas nul, un noyau possède un moment résultant μ ⃗, également appelé dipôle magnétique, qui joue le rôle d'une véritable boussole (aimant) microscopique, mais dont les propriétés sont quantiques (discrètes).

En l'absence d'un champ magnétique statique

En l'absence de tout champ magnétique extérieur (on exclut ici le champ magnétique terrestre, car trop faible pour interférer avec les noyaux de manière significative) et sauf pour le cas des matériaux ferromagnétiques (aimants permanents), tous les moments magnétiques élémentaires sont orientés de façon aléatoire. Leur somme est donc nulle ; la matière n'est normalement pas aimantée macroscopiquement : ∑ μ ⃗mol = 0 ⃗. L'énergie magnétique E = -μ ⃗⋅B ⃗0 est donc proche de zéro et les spins ont un même niveau d'énergie quasi nulle, qualifié de “ dégénéré ”.

En présence d'un champ magnétique statique significatif

Un matériau plongé dans un champ magnétique extérieur B ⃗0 est le siège de phénomènes de polarisation qui provoquent l'apparition, dans le matériau, d'une aimantation macroscopique induite, M ⃗0, dont l'intensité est proportionnelle à B ⃗0. Mais d'où vient cette aimantation macroscopique ? Dans le trièdre orthonormé Oxyz, le champ magnétique B ⃗0, conventionnellement orienté selon (O ⃗z ), interagit avec les dipôles μ ⃗ qui s'orientent alors par rapport à O ⃗z, de (2I + 1) façons différentes correspondant à autant de valeurs différentes possibles pour l'énergie d'interaction magnétique : c'est l'effet Zeeman nucléaire, qui lève la dégénérescence énergétique en révélant (2I + 1) niveaux énergétiques. C'est le nombre quantique magnétique m, qui impose l'orientation des μ ⃗ par rapport à O ⃗z. Le nombre m peut prendre (2I + 1) valeurs entre -I et + I par pas de 1. Pour le noyau d'hydrogène 1H, I = ½, d'où m = ±½ et deux orientations seulement : parallèle ( m = +½) et antiparallèle (m = -½). En pratique, les spins se déterminent en pseudoparallèles ou pseudoantiparallèles selon leur niveau d'énergie. Les dipôles μ ⃗ s'orientent en formant un angle θ avec l'axe du B ⃗0 où cosθ=√(I(I+1) ). Dans le cas du 1H, (I = ½, m = ± ½), que nous allons traiter en détail par la suite, l'angle θ vaut arccos 1/√3 = 54,7° et s'appelle angle magique (figure 8.1B).

À cause de cet alignement particulier, un couple mécanique de torsion Γ ⃗=μ ⃗^B ⃗o met chaque μ ⃗ en mouvement sous la forme d'une rotation autour de B ⃗0 (“ précession ”) à la vitesse angulaire ω0 (ou la fréquence f0 = ω0 /2π) propre du système de spins, avec ω0 = γB ⃗0 (relation de Larmor). Lors de leur précession, les dipôles ne sont pas synchronisés (en phase) les uns par rapport aux autres (figure 8.1C).

La différence d'énergie qui sépare les deux niveaux vaut

(h étant la constante de Planck) et γ est le rapport gyromagnétique. Cette différence est l'énergie nécessaire pour porter un dipôle d'un niveau énergétique bas à un niveau plus élevé (figure 8.1D). On constate un léger excès de dipôles dans l'état énergétique plus faible ( m = +½ ) ; cet excès est régi par la statistique de Boltzmann : Nα / Nβ = e(ΔE/kT) où Nα et Nβ sont les populations respectives, k est la constante de Boltzmann et T la température absolue (figure 8.2). À B0 = 3 T et T = 300 K, pour le noyau 1H, le rapport Nα/Nβ vaut 1,000020 environ, soit un excès de 20 pour 1 million. Ce faible excès est responsable de l'aimantation macroscopique induite, M ⃗0 qui est à l'origine du signal RMN. Plutôt que de traiter individuellement le comportement des dipôles, on les rassemble pour en déduire les composantes selon z et xy (figure 8.2). On peut aisément imaginer l'aimantation macroscopique comme un vecteur unique, orienté selon z et précessant à ω0 (figure 8.2).

M ⃗z = Σμ ⃗z/V devient alors la projection de cet excès le long de l'axe O ⃗z d'où elle hérite le nom « aimantation longitudinale ». Au repos, en absence d'irradiation radiofréquence externe, M ⃗z = M ⃗0 La projection de l'aimantation macroscopique sur le plan (xOy) perpendiculaire à l'axe Oz est alors spontanément nulle (M ⃗xy = Σμ ⃗xy/V = O ⃗) car les dipôles μ ⃗ sont disposés de manière aléatoire dans le plan (xOy) : les dipôles n'étant pas synchronisés.


Figure 2: Aimantation macroscopique M0 définie selon la projection des dipôles en z et en xy.

NB : ΔE augmente (et donc M ⃗) avec l'intensité du champ B0, ce qui explique l'amélioration du signal de RMN à haut champ et la course aux champs intenses en IRM et en spectroscopie de résonance magnétique (SRM).

Chaque noyau d'hydrogène (en particulier dans les molécules d'eau) est porteur d'une petite aimantation. Dans un champ magnétique externe B ⃗0, ces aimantations s'alignent avec B ⃗0 pour former une aimantation macroscopique, qui va tourner autour de B ⃗0 à une vitesse, γ B0, vitesse de Larmor.

Excitation par rayonnement électromagnétique

Il reste désormais à perturber l'état d'équilibre pour accéder au signal RMN. À cette fin, on perturbe le système de spins, maintenant représenté par M ⃗ , par irradiation d'ondes radiofréquences (RF). La fréquence des ondes RF doit correspondre exactement à la fréquence de Larmor de l'espèce nucléaire à exciter, soit ω0 /2π = f0 = γB0/2π .

À l'échelle des dipôles magnétiques μ ⃗ , l'excitation RF aura l'effet d'envoyer une partie de ces dipôles les moins énergétiques vers le niveau supérieur. Ainsi, en dépeuplant Nα en faveur de Nβ, le rapport de population Nα/Nβ tend à diminuer (figure 8.3A). Quand les deux populations sont égalisées (Nα = Nβ), l'aimantation longitudinale (M ⃗z) s'annule ; on parle alors d'une impulsion de 90° (π/2) (figure 8.3B). De plus, l'onde RF force les dipôles à précesser en phase : leur somme Σμ ⃗xy ne s'annule plus et apparaît alors un vecteur d'aimantation transversale (M ⃗xy ) non nul. Tout se passe comme si l'aimantation avait été basculée dans le plan (xOy) (figure 8.4A). Lors de l'impulsion π/2, l'aimantation macroscopique semble donc précesser en spirale du pôle à l'équateur. Ce mouvement en spirale est appelé la nutation (figure 8.4B). Si la RF se poursuit, le vecteur M ⃗z continue ensuite son mouvement et l'aimantation s'inverse complétement après une impulsion RF de 180° (π).

L'envoi d'une onde radio à la fréquence de Larmor peut faire basculer l'aimantation de 90°.
Cette aimantation qui tourne dans le plan transversal correspond au signal de RMN.

Figure 3: A. Réponse de l'aimantation macroscopique à une impulsion π/2.
B. semble précesser en spirale du pôle à l'équateur.

Figure 4: Effet d'une impulsion RF sur le dépeuplement de Nα (basse énergie) en faveur de Nβ (haute énergie) (A).
Le schéma (B) montre le résultat ( = 0) d'une impulsion π/2 avec égalisation des populations Nα et Nβ.

Naissance du signal RMN et la relaxation transversale

Après une impulsion RF de 90°, l'aimantation M ⃗z précesse dans le plan (xOy), autour de l'axe Oz à une vitesse angulaire ω0. Cette rotation d'un aimant induit alors un courant électrique sinusoïdal de même fréquence (ω0/2π) dans l'appareil de réception, comme l'aimant qui tourne dans une dynamo de vélo. Cette précession n'est pas éternelle : en absence de l'impulsion RF, les dipôles individuels se désynchronisent de nouveau pour deux raisons :

  • le champ magnétique B ⃗0 est hétérogène ;
  • un phénomène intrinsèque aux tissus explorés (la relaxation transversale T2 à laquelle on veut accéder).

Le champ B ⃗0 n'est pas parfaitement homogène et le corps humain lui-même perturbe ce champ : ces petites différences de B0 induisent des différences en ω et les dipôles se désynchronisent (déphasage). Le vecteur (M ⃗XY) se décompose progressivement en une multitude de « mini-vecteurs » μ ⃗ tournant à des fréquences légèrement différentes (figure 8.5) et très rapidement,M ⃗XY tend de nouveau vers zéro.


Figure 5: Évolution de l'aimantation transversale (MXY) à l'arrêt de l'impulsion RF et l'évolution temporelle du signal de précession libre (FID).

Ainsi, le courant induit dans le système de détection est une sinusoïde à la fréquence de Larmor amortie par une décroissance exponentielle caractérisée par un temps T2* (figure 8.5) (équation 1). C'est le signal de précession libre ou Free Induction Decay (FID)) qui va être manipulé pour générer l'image.

1/T2*=1/T2+γΔB0 (équation 1)

où le terme γΔB0 représente l'hétérogénéité du B0 et T2 est le temps de relaxation transversale intrinsèque du tissu étudié.

En même temps, des interactions magnétiques entre molécules d'eau voisines (et donc leur dipôles magnétiques) provoquent un changement de statut énergétique : les dipôles magnétiques du niveau énergétique bas peuvent basculer au niveau supérieur et vice versa – c'est la relaxation spin-spin ou relaxation transversale notée T2, propre au tissu exploré.

Le signal de RMN a une décroissance exponentielle avec un temps caractéristique T2 appelé temps de relaxation transversale.

Référentiel ou repère tournant

L'évolution du vecteur d'aimantation peut être abordée d'un autre angle – celui du référentiel tournant. Cette notion est intéressante car elle permet de mieux apprécier l'évolution des vecteurs en absence de la précession à la fréquence de Larmor. On peut l'assimiler à la lecture de l'étiquette d'un disque vinyle sur une platine : dans le repère « laboratoire », il est impossible de lire l'étiquette lorsque le disque tourne ; dans le repère tournant, on s'imagine assis sur le disque, tournant à la vitesse de la platine – l'étiquette est immobile et devient lisible dans ce repère.

Le trièdre orthonormé (Oxyz) dont l'axe Oz porte B ⃗0 est fixe au laboratoire. Dans ce repère fixe, le vecteur d'aimantation tourne autour de B ⃗0 à la vitesse angulaire ω0. Dans un nouveau repère (Ox'y'z) tournant lui-même à ω0 (figure 8.6), le vecteur d'aimantation n'effectue plus le mouvement en spirale appelé nutation, mais plutôt un mouvement de bascule simple vers l'axe Oy' (si B ⃗1 est orienté en Ox'). Le signal FID ne possède plus sa forme de sinusoïde amortie, mais plutôt une décroissance exponentielle directe (visualisée en figure 8.5) – l'enveloppe du FID. Le référentiel tournant nous permet également de mieux visualiser le phénomène de déphasage. Ici, nous avons l'image d'un ensemble de « mini-vecteurs » Σμ ⃗ qui s'ouvre en forme d'éventail dans le plan (xOy) (figure 8.7A). Le résultat est un vecteur d'aimantation transversale Mxy qui diminue le long de l'axe Oy'.


Figure 6: Le principe de l'écho de spin illustré dans le repère tournant. La phase initiale de déphasage suite à l'impulsion π/2 (A), suite à l'application d'une impulsion π à un temps (t = τ = TE/2) (B), les spins qui avaient commencé à se déphaser vont refaire le chemin en sens inverse afin de former l'écho de spin à t = TE (C).

Figure 7: Le repère tournant illustrant le comportement de M0 suite à une impulsion π/2.

Écho de Spin

Le signal de précession libre disparaît rapidement à cause du déphasage des spins lié à l'hétérogénéité du champ magnétique statique et à la relaxation transversale T2. Pour mieux observer ce signal, il faut arriver à s'affranchir de l'hétérogénéité du champ magnétique statique. On y parvient avec une deuxième impulsion RF. Nous avons déjà vu que l'impulsion π pouvait inverser le vecteur d'aimantation longitudinale . De la même manière, l'impulsion π dans le plan transversal va basculer le vecteur de 180°. Si cette impulsion est appliquée alors que les spins avaient déjà commencé à se déphaser (t = τ = TE/2), on obtiendra une image en miroir du déphasage. Les spins qui avaient commencé à se déphaser vont refaire le chemin en sens inverse, c'est-à-dire se rephaser (figure 8.7B) (s'affranchir des seules hétérogénéités du champ B0) avant de se déphaser à nouveau. C'est ainsi que l'on obtient un « écho de spin » au temps t = 2τ = TE) (figure 8.7C). L'amplitude de l'écho est alors donnée par l'équation 2 :

Mxy = Moe(-TE/T2) (équation 2)

où le temps d'écho (TE) est la durée entre la fin de l'impulsion π/2 et le centre de l'écho (TE = 2τ). T2 est le temps de relaxation transversale qui module la décroissance du signal. En termes concrets, T2 est le temps nécessaire pour que l'aimantation transversale arrive à 37 % (1/e) de sa valeur initiale. La figure 8.8A illustre un schéma simplifié de la chronologie et de la formation de l'écho de spin.


Figure 8: Schéma simplifié de la chronologie et de la formation de l'écho de spin (A) et de l'écho de gradient (B).

Écho de gradient

Il y a une autre possibilité pour générer un écho : la séquence d'écho de gradient, illustrée en figure 8.8B, utilise un gradient bipolaire de champ magnétique G au lieu de l'impulsion RF de 180° utilisée pour l'écho de spin (la notion de gradient de champ magnétique est détaillée au paragraphe « Gradients de champs magnétiques »). L'effet sur le signal de ce gradient bipolaire est très proche de l'impulsion de 180° de l'écho de spin. La partie négative du gradient (–ve) accélère le déphasage des protons et la partie positive (+ ve), les remet en phase (on appelle parfois –ve « gradient de déphasage » et + ve « gradient de rephasage »). Comme la durée d'application de –ve et de + ve est identique (τ), leurs effets se compensent, ce qui fait apparaître un écho. Contrairement à l'écho de spin, l'écho de gradient reste sensible aux inhomogénéités de champ magnétique ΔB0 et le signal recueilli est pondéré par le T2*.

Relaxation longitudinale

Parallèlement à la relaxation transversale qui permet le recueil de l'écho, survient également la phase d'échange d'énergie, la relaxation longitudinale. La relaxation longitudinale consiste en un retour des dipôles magnétiques à leur état énergétique initial par libération d'énergie au voisinage moléculaire, c'est le retour à l'équilibre. Strictement parlant, la relaxation longitudinale (T1) a lieu en même temps que la relaxation transversale (T2), mais sur une échelle de temps différente bien plus longue (avec un facteur 10 environ). Progressivement, le rapport de population Nα/Nβ retrouve sa valeur d'équilibre initiale. Ce phénomène peut être visualisé de plusieurs manières ; au travers l'évolution des « mini-vecteurs » Σμ ⃗ à la suite du déphasage de Mxy (figure 8.9A) ou bien l'évolution simple de l'aimantation Mz le long de l'axe Oz (figure 8.9B). L'amplitude du vecteur Mz peut être quantifiée par l'expression suivante :

Mz = Mo( 1 - e(-t'/T1) ) (équation 3)

t' est le temps écoulé depuis la fin de l'impulsion π/2 et T1, le temps de relaxation longitudinale qui module le retour à l'équilibre. Le temps t' est plus communément appelé « temps de répétition » (TR). En termes concrets, T1 est le temps nécessaire pour que l'aimantation longitudinale ait récupéré 63 % de sa valeur initiale soit (1–e–1).

Pour pouvoir répéter l'expérience, l'aimantation longitudinale Mz, nulle après une RF de 90°, doit se régénérer. Cela se fait par retour à l'équilibre selon une exponentielle de temps caractéristique T1 (temps de relaxation longitudinale).

Figure 9: L'évolution des vecteurs Mz et Mxy pendant la phase de relaxation longitudinale.
Ce phénomène peut être visualisé de plusieurs manières (A) au travers l'évolution des « mini-vecteurs » à la suite du déphasage de M ⃗xy ou bien (B) par l'évolution simple de l'aimantation M ⃗z le long de l'axe Oz.

Séquences et leurs pondérations

Les séquences d'acquisition de base utilisent l'écho de spin pour recueillir le signal RMN. Les temps de relaxation des différents tissus biologiques peuvent être très différents les uns des autres : le signal RMN de deux tissus peut être différencié grâce à leur pondération en T1 ou en T2. On parle alors de séquences pondérées en T1 et en T2 (tableau 8.1). Comme les phénomènes de relaxation T1 et T2 ont lieu simultanément, l'évolution de l'aimantation transversale (Mxy) , et donc le signal RMN, combine les effets des équations 2 et 3 :

Mxy = Mo ( 1 - e(-TR/T1) ) • exp (-TE/T2) (équation 4)

Tableau 8.1 Variations des paramètres TE et TR des séquences pondérées en T1 et T2.

Pondération TR
CourtLong
Un T1 long donne Un faible signalPeu d'influence du T1
TECourtPeu d'influence du T2Pondérée T1Pondérée densité de protons ρ
LongUn T2 court donne un faible signal Non utiliséPondérée T2

Les séquences en écho de spin pondérées en T1 et en T2 sont les mêmes, mise à part une variation des paramètres TE et TR (figure 8.10). Dans une séquence pondérée en T1, le TE doit être aussi court que possible pour minimiser l'influence du T2 ; la variation du TR donne alors la pondération T1 (figure 8.10A). De même, dans une séquence pondérée en T2, le TR doit être long pour minimiser l'influence du T1 : la variation du TE qui donne la pondération T2 (figure 8.10B). Avec un TE court et un TR long, on minimise les influences du T1 et du T2 et il ne reste qu'une pondération en densité de protons (DP ou ρ) qui présente moins d'intérêt que les deux précédentes (figure 8.10C).


Figure 10: Schéma simplifié de la chronologie des séquences en écho de spin pondérées en (A) T1, (B) T2 et (C) densité de proton.

Agents de contraste en IRM

L'utilisation d'agents de contraste en IRM est très fréquente. Ils sont nombreux et le domaine est en évolution constante. Ils accélèrent la relaxation dans les tissus pour augmenter la performance diagnostique de l'examen. Nous verrons ici une description simplifiée avec deux grandes catégories en se fondant sur leur mode d'action sur le signal d'IRM et l'usage que l'on en fait. Bien que les agents de contraste aient à la fois des effets sur le T1 et le T2, certains ont plus d'effet sur le T1 et d'autres sur le T2. On les classe alors en « agents T1 » et « agents T2 ».

Agents T1

Les agents de contraste T1 sont des substances paramagnétiques. Les électrons non appariés de certains ions ou de certaines molécules leur confèrent un moment magnétique élevé qui entraîne une diminution du temps de relaxation longitudinal T1 dans les tissus dans lesquels ils se fixent ou circulent. Le signal sur les images pondérées en T1 est alors augmenté ; on parle d'effet positif : hypersignal. L'effet T2 (réduction du signal) de ces substances est bien moindre que l'effet T1 mais il peut être néanmoins utilisé, comme en neuro-imagerie de perfusion par premier passage (effet T2*). De nombreux métaux sont paramagnétiques, par exemple : Mn2 +, Fe3 +, Gd3 +, etc. L'ion gadolinium a sept électrons libres et possède donc un effet paramagnétique très important. Il est très largement répandu en clinique. L'ion Gd3 + isolé est toxique et son utilisation se fait sous forme de chélates de gadolinium (l'ion Gd3 + est alors fixé à un ligand pour en limiter sa toxicité). L'administration se fait principalement par voie intraveineuse (parfois intra-articulaire). Ce sont des agents extracellulaires, sans spécificité tissulaire et leur élimination est rénale (précautions à prendre pour les patients souffrant d'insuffisance rénale).

Agents T2

Les agents de contraste T2 concernent des substances super-paramagnétiques (ou ferromagnétiques). Ils produisent des champs magnétiques localisés qui perturbent notablement le champ magnétique statique (inhomogénéités de type T2*). Le déphasage des protons en est accéléré et le temps de relaxation transversal diminue, créant un effet négatif : le signal des zones dans lesquelles se concentrent les agents T2 diminue, ce qui augmente le contraste avec les régions environnantes. Les agents super-paramagnétiques sont constitués de nanoparticules d'oxyde de fer dont le diamètre varie entre 5 et 500 nm. Il s'agit de superparamagnetic iron oxide (SPIO) et d'ultrasmall superparamagnetic iron oxide (USPIO). Ils sont dégradés et rejoignent le métabolisme du fer ou sont éliminés par la bile. Schématiquement, on peut évoquer le tropisme ganglionnaire des USPIO et la captation par le foie des SPIO.

Complications et effets indésirables

La tolérance des chélates de gadolinium est bonne. Les complications et les effets indésirables sont rares mais potentiellement graves : réactions allergiques, effets indésirables (nausées, céphalées, paresthésies, dysgueusie, etc.) et fibrose néphrogénique systémique (NSF), en particulier en cas d'insuffisance rénale.

SRM

La spectroscopie de RMN est le volet biochimique, voire métabolique du phénomène. Elle permet de visualiser l'état métabolique d'un tissu ou d'un organe sous la forme de spectres, même si le contenu spectral est plus pauvre que d'autres techniques biochimiques traditionnelles. Parmi les noyaux candidats, ceux qui peuvent présenter un intérêt en biologie sont 1H, 13C, 19F, 23Na et 31P, même si le noyau d'hydrogène est de loin le plus utilisé.

Une très bonne homogénéité du champ magnétique statique est une condition préalable indispensable pour réaliser la spectroscopie. Malgré un champ magnétique statique homogène, tous les dipôles magnétiques ne résonnent pas à la même fréquence : le champ magnétique « ressenti » par un noyau dépend de son environnement chimique (responsable notamment de la relaxation T2). Autour de chaque noyau, il existe un nuage électronique spécifique à la molécule. Ce nuage d'électrons crée un champ magnétique d'opposition – une forme d'écran par rapport au champ B0. En fonction des liaisons chimiques formées à proximité, un noyau ressent un champ magnétique effectif légèrement différent de B0 et la fréquence de résonance υ est donc différente de υ0. L'équation de Larmor est alors décrite par l'expression en équation 5 :

υ = γ (B0 − σB0) / 2π = γB0 (1 − σ) / 2π (équation 5)

σ est la constante d'écran et caractérise l'environnement chimique de chaque noyau au sein d'une molécule.

Concrètement, après l'excitation des « noyaux » par une onde radiofréquence, typiquement une impulsion π/2, le signal émis aura également la forme d'une sinusoïde amortie, le FID.

Afin d'extraire l'information utile du signal RMN, celui-ci doit subir une transformation du domaine temporel vers le domaine fréquentiel (« spectre de RMN ») grâce à un outil mathématique : la transformée de Fourier (figure 8.11). En fonction du contenu du tissu, plusieurs pics ou « résonances » peuvent être présents dans le spectre. Ce phénomène est appelé « déplacement chimique » δ et s'exprime en ppm (parties par million1)) pour le rendre indépendant de la valeur du champ B0 (équation 6). L'exemple le plus connu est celui du décalage entre les résonances de l'eau et le groupement, -CH3 de la graisse qui vaut environ 3,25 ppm.

δ = [ (υ − υréf) / υ0] x 106 ppm (équation 6)

υ0 est la fréquence d'émission et υréf la fréquence d'une substance de référence, qui peut être celle de l'eau tissulaire dans le cas de la spectroscopie in vivo.


Figure 11: Deux FID contentant une et deux résonances, respectivement, et leur transformation en spectre.

En pratique, l'hétérogénéité du champ magnétique joue un rôle majeur dans la qualité d'un spectre : plus le champ magnétique est hétérogène, plus la largeur des pics est élevée, jusqu'à confondre deux pics proches. In vivo, les pics sont étiquetés « métabolites » en référence à leur participation au métabolisme. C'est l'étude du métabolisme cérébral qui a bénéficié le plus de la spectroscopie RMN du 1H et un exemple de spectre normal est donné dans la figure 8.12A. Les principaux métabolites observés dans le spectre RMN du proton sont :

  • l'acide N-acétylaspartique (NAA) : un acide aminé synthétisé dans les mitochondries (neurones) et transportés dans le cytoplasme neuronal. Il est également présent dans les axones. Il est habituellement utilisé comme un marqueur de densité neuronale et de viabilité neuronale ;
  • certains composés, choline (tCho), regroupés sous le même pic : présents dans plusieurs précurseurs membranaires dont l'on considère comme des marqueurs métaboliques de la densité membranaire et de l'intégrité membranaire ;
  • la créatine totale (Cr + PCr) : un témoin du métabolisme énergétique cellulaire ;
  • l'acide lactique (Lac) peut être présent en condition anaérobique (figure 8.12B).

Figure 12: Spectres RMN du 1H provenant du tissu cérébral normal (A) et du tissu cérébral récemment infarci (B) montrant une baisse des pics de NAA et créatine, le maintien du pic de la choline ainsi que la présence d'un pic élevé de lactate.

Codage spatial et formation de l'image

Nous avons vu les mécanismes physiques à l'origine du signal de RMN. Celui-ci permet d'obtenir des informations sur les tissus humains (T1, T2, densité de protons, etc.), représentés par l'intensité de l'aimantation nucléaire. Néanmoins, jusqu'à présent, nous avons décrit une information globale de l'ensemble du patient (ou plutôt de la partie du patient se trouvant dans la zone d'acquisition). La localisation spatiale en x, y et z des signaux émis est indispensable pour réaliser une image. En IRM, les longueurs d'onde émises (ondes RF) et reçues (signaux) sont de l'ordre de plusieurs mètres. Or, une onde ne peut pas être localisée avec une meilleure résolution que la demi-longueur d'onde. Dans le cas de l'IRM, c'est très insuffisant pour faire une image du corps humain et il faut trouver des astuces physiques pour localiser le signal autrement : en pratique, on va jouer sur la fréquence de résonance et non pas directement sur la position.

Codage spatial

Principe général

Le signal de RMN conduit grâce à l'enregistrement de son intensité à la représentation de différentes variables d'intérêt (T1, T2, densité de protons, etc.). En dehors de la spectroscopie, la fréquence du signal recueilli n'est pas analysée, si l'on excepte qu'elle permet de choisir l'élément d'intérêt, ici le noyau d'hydrogène. Le principe général est donc de faire varier le champ magnétique dans l'espace, pour obtenir des différences mesurables de fréquence et ainsi localiser le signal par sa fréquence.

Gradients de champs magnétiques

Un gradient est le taux de variation (pente) d'une grandeur dans une direction donnée de l'espace. Par exemple, on admet communément que la température T diminue d'environ un degré tous les cent mètres d'altitude (axe z). Cela renvoie à la notion de gradient de température, défini comme :


Ce gradient de température permet une localisation spatiale d'un grimpeur à 100 mètres près par tranche de température de variant de 0,1 degré. Si la température est de 20 °C en bas d'une montagne de 2000 m d'altitude alors la température au sommet sera de 0 °C en considérant ce gradient de température (20 °C/2000 m = 10− 2 °C/m). Dans ce cas précis, le gradient est dit « uniforme » ;
c'est-à-dire que est une constante. La notation du gradient de température peut alors se simplifier en et la température en altitude s'exprime de manière générale par : Taltitude = Ten bas + Gz z

De façon similaire, en IRM, des gradients de champ magnétique sont utilisés pour la localisation spatiale (codage) des signaux de RMN. Trois gradients (Gf, Gφ et Gs) sont utilisés pour le codage dans les trois directions (appelées directions de fréquence, de phase et de sélection).

Les directions de l'espace sont repérées par x, y et z ; z étant généralement la direction du champ magnétique. Les gradients peuvent être appliqués sur ces trois directions de l'espace et même de manière oblique. On utilise généralement un autre système de coordonnées en fonction de l'utilisation qu'on fait des gradients (codage en fréquence f, en phase ϕ ou sélection de coupe s). Les appareils d'IRM sont capables de gérer ce changement de repère entre (f,ϕ,s) et (x,y,z) pour s'adapter au plan de coupe choisi.

Bien que les effets des trois gradients sur la localisation du signal soient différents, le principe est le même que pour le gradient de température : la présence du gradient en x, y ou z entraîne une variation du champ magnétique dans la direction de l'espace correspondante et donc de la vitesse de rotation des spins (fréquence de résonance). L'extraction de la variation de fréquence de rotation (par transformée de Fourier) va permettre d'accéder à la localisation spatiale du signal.

La machine d'IRM est composée, outre l'aimant principal qui donne une intensité de champ magnétique B0, de trois paires de bobines permettant de faire varier le champ magnétique dans les trois directions x, y et z de l'espace. Lorsque l'on applique un gradient de champ magnétique, par exemple, dans la direction x, il en résulte un champ magnétique Bz(x) qui varie de manière uniforme dans la direction x. Notons Gx la valeur de ce gradient. Le champ magnétique total s'écrit alors :

B = B0 + Bz(x) = B0 + x . Gx et ω = ω0 + ωx = γ(B0 + Bz(x)) = γB0 + γGxx

Ainsi, la fréquence de Larmor varie selon une fonction affine de x (figure 8.13). Ce principe est utilisé pour coder les trois directions de l'espace.


Figure 13: Effet d'un gradient de champ magnétique. À gauche, lorsque les protons sont soumis à un champ magnétique B = B0, ils ont tous la même vitesse de rotation ω0 = γB0. À l'inverse, si le champ est variable dans la direction x (du fait de l'action d'un gradient de champ magnétique Gx), alors leurs fréquences dépendent de leurs positions selon x : ωx = γxGx. Dans le schéma au milieu de la figure, la fréquence de rotation augmente avec x, c'est-à-dire que plus les protons se trouvent à droite, plus ils tournent rapidement. Le schéma de droite illustre l'effet conjoint de B0 et de Gx. Là aussi, la fréquence de rotation des spins augmente avec x (ω = γB0 + γxGx).

Le gradient représente une variation de champ magnétique par unité de distance et s'exprime donc en T/m (tesla/mètre). En imagerie clinique, les gradients peuvent atteindre plusieurs dizaines de mT/m. Bien que les variations de champ magnétique dues aux gradients soient relativement faibles, l'IRM est capable d'une localisation inframillimétrique : considérons un champ de vue de 50 cm de largeur et un gradient de 20 mT/m. La variation maximale du champ total est alors de 10 mT (0,5 m × 20 mT/m) ; c'est faible devant le champ principal B0 (typiquement 1,5 T). Toutefois, le rapport gyromagnétique du noyau d'hydrogène vaut 42,58 MHz/T. La variation de 10 mT donne alors une différence de fréquence de 425,8 kHz qui permet de découper une image de bonne définition. Cet exemple montre que la précision de la localisation spatiale est liée au gradient de champ magnétique. Plus l'intensité du gradient est importante, plus grande est la différence de fréquence et plus il est alors possible de séparer un grand nombre de voxels dans cette direction.

L'application des trois gradients de champ magnétique ne se fait pas de manière concomitante mais successive. En effet, comme pour les champs magnétiques, la somme de gradients de champ magnétique est vectorielle (elle dépend de la direction des gradients). L'intervention simultanée des trois gradients aboutirait en un gradient unique de direction oblique correspondant à la somme vectorielle des trois gradients. La réalisation d'une image d'IRM implique donc l'application de trois gradients de champ magnétique en trois instants différents de la séquence d'imagerie. Le premier, lors de l'émission de l'onde RF, permet de sélectionner un plan de coupe, le second, le gradient de phase, code les lignes et le dernier, le gradient de lecture (pendant l'enregistrement du signal), repère les colonnes.

En IRM, la localisation spatiale ne se peut pas se faire directement en localisant l'onde reçue ; elle se fait en reliant l'espace à la fréquence du signal par l'intermédiaire d'un gradient de champ magnétique.

Excitation sélective

Un gradient de champ magnétique, appelé gradient de sélection du plan de coupe Gs, est appliqué simultanément à l'impulsion RF d'excitation de 90°. Cette association forme une impulsion sélective qui permet de limiter l'action de l'onde RF à une tranche du volume à imager. En l'absence de gradient, tous les protons du patient qui sont situés dans l'aimant précessent avec une fréquence ω0 = γB0. Si la fréquence de l'impulsion RF est centrée sur ω0, alors il y a résonance pour l'ensemble des protons (tout le volume) du patient.

Appliquons un gradient de champ magnétique Gs dans la direction z. Il va se superposer à B0 et permettre de sélectionner un plan de coupe perpendiculaire à la direction de Gs. En effet, du fait de Gs, la fréquence de résonance est variable suivant z : ωz = γGsz . C'est-à-dire que la fréquence de résonance dans chaque plan perpendiculaire à la direction de Gs augmente avec z. La coupe à acquérir est choisie d'après sa fréquence de résonance. La fréquence de l'impulsion RF de 90° qui est appliquée devient alors sélective du plan de coupe choisi : seul ce plan de coupe est à la fréquence de Larmor et dans ce plan de coupe les protons vont basculer à 90° et contribuer à l'apparition d'un signal RMN. La fréquence de résonance étant inférieure dans les plans situés en amont et supérieure dans les plans situés en aval, les protons ne sont pas concernés (l'impulsion de 90° n'agit pas) (figure 8.14). L'ensemble des coupes va être séquentiellement excité en faisant varier la fréquence de l'onde RF.


Figure 14: Relation entre le gradient de sélection du plan de coupe (Gs) et la vitesse de rotation (ω). La fréquence des protons augmente dans la direction de Gs. L'application conjointe de Gs et de l'onde RF à 90° permet d'exciter sélectivement l'ensemble des protons d'un plan de coupe perpendiculaire à Gs. Les autres plans n'ayant pas la même fréquence de résonance ne seront pas concernés par l'impulsion RF et ne contribueront pas au signal. Ils sont excités de manière séquentielle en adaptant la fréquence ω de l'onde RF d'une coupe à l'autre. La pile de plans de coupe obtenue permet une représentation volumique de l'organe étudié. Prenons l'exemple d'un système équipé d'un champ magnétique de 1,5 T, d'un gradient Gs = 50 mT/m et pour lequel nous souhaitons une épaisseur de coupe Δz = 1 cm. La fréquence de résonance des protons dans chaque coupe est de la forme ωn = nγΔzGs \\soit ωn = 42,58 MHz /T × 1,5 T + n × 42,58 MHz /T × 10−2m × 50.10−3T/m
et ωn = 63,87 MHz + 0,02 × n MHz où n est le numéro de coupe. On en déduit alors = 63,89 MHz, ω2 = 63,91 MHz,etc.,ω6 = 63,99 MHz. De plus, l'épaisseur de coupe est fonction de la largeur de bande (∆ω autour de ω) de l'impulsion RF pour un gradient Gs donné.

Il est impossible de générer une onde RF complétement pure. Elle ne contient pas qu'une seule fréquence (ω) mais un ensemble de fréquences () voisines de la fréquence de résonance. Cela constitue ce que l'on appelle une bande de fréquences. La largeur de cette bande de fréquences a un effet direct sur l'épaisseur de coupe : plus elle est fine et plus il est possible d'obtenir une coupe étroite (figure 8.14). Un autre paramètre important influence l'épaisseur du plan de coupe, il s'agit de l'intensité du gradient Gs . Plus l'intensité du gradient de sélection du plan de coupe est importante et plus fines sont les coupes obtenues. À la fois la largeur de bande et la pente du gradient peuvent être contrôlées de manière logicielle. C'est à l'aide d'un compromis entre ces deux paramètres que l'épaisseur des coupes est sélectionnée.

Nous avons vu que l'orientation du plan de coupe est perpendiculaire à Gs. De plus, la direction de Gs est positionnée de manière quelconque. En effet, l'application simultanée de plusieurs gradients va donner un gradient dont on peut choisir l'obliquité. Ici, aucune contrainte quant au choix du plan de coupe n'est liée au matériel ou au patient comme c'est le cas dans les autres techniques d'imagerie (le tube à rayons X par exemple en tomodensitométrie ou le positionnement de la sonde sur le patient en échographie). Le choix de l'orientation des plans de coupe se fait librement, en fonction de la direction Gs.

Localisation des points dans le plan de coupe

À l'intérieur du plan de coupe, chaque voxel est localisé en fonction de son abscisse (colonne) et de son ordonnée (ligne). Deux gradients orthogonaux sont utilisés de manière à caractériser la matrice qui représente l'image du plan de coupe. Une matrice est un tableau contenant n × p valeurs où n est le nombre de lignes et p le nombre de colonnes. En théorie, dans le cas d'une image dont la matrice est 256 × 256 points, il faut alors faire l'acquisition d'autant de données (65 536). Heureusement, en IRM, il est possible d'obtenir l'ensemble des données d'une ligne en une seule acquisition, ce qui limite le nombre d'acquisitions au nombre de lignes (256 dans cet exemple). Le gradient de codage des phases, Gφ, permet de coder les lignes et Gf, le gradient de codage des fréquences, les colonnes (Gf permet donc la localisation d'un point sur une ligne).

Localisation des colonnes ou codage en fréquence

La localisation des colonnes s'effectue grâce à l'application du gradient de champ magnétique Gf pendant le recueil du signal d'IRM (sa lecture). Ce qui différencie Gf et Gs est le moment d'application du gradient : la lecture du signal pour le premier et l'application de l'onde RF à 90° pour le second. Imaginons que l'on applique Gf selon un axe x. Les spins tournent alors à des fréquences différentes suivant x : ω = γ(B0 + x .Gf). La fréquence et la coordonnée selon x sont donc directement reliées (ωx = γxGf). Plus les spins se trouvent loin sur l'axe x et plus ils tournent vite. L'outil mathématique qui permet de décoder facilement cette relation lors de la reconstruction de l'image est le même qu'en spectroscopie : la transformée de Fourier.

Localisation des lignes ou codage en phase

Le codage en phase repose sur un principe très voisin du codage en lecture mais il est difficile à comprendre et un peu au-delà de ce qu'on peut exiger en premier cycle. Pour coder les lignes, un autre gradient, Gφ, est appliqué dans la direction de l'axe Y. Contrairement aux gradients Gf et Gs, aucun autre événement ne se produit simultanément à l'application de Gφ. Il intervient après la sélection du plan de coupe et avant l'enregistrement du signal. Gφ est actif pendant une durée tp. L'effet du gradient de phase est similaire à celui des autres gradients. Suivant l'axe Y, la vitesse de rotation augmente. Durant tp, les protons tournent à des vitesses différentes. Après l'arrêt de Gφ, les protons reprennent leur fréquence initiale ω0. L'effet du gradient de phase est de « décaler » temporellement les spins les uns par rapport aux autres (on parle de déphasage). Imaginons que l'on puisse marquer d'un trait les protons. Lorsqu'ils tournent tous à la même vitesse (ω0), nous voyons défiler les traits de chacun des protons au même instant. Après l'application de Gφ, les traits passent à des instants différents. Plus les protons se trouvent loin sur l'axe Y et plus le déphasage augmente. Le déphasage va donc dépendre de la durée d'application tp du gradient de phase, de son intensité Gφ et de la position y. On utilise un gradient de phase différent à l'acquisition de chaque nouvelle ligne (figure 8.15). L'intensité Gφ croissante permet de coder séquentiellement une ligne après l'autre.


Figure 15: Effet du gradient de codage de la phase Gφ. Gφ est appliqué dans une direction y pendant une durée tp.
Pendant tp, les spins situés à des coordonnées y distinctes tourneront à des fréquences différentes. Après l'arrêt de Gφ, ils reprennent leur fréquence de rotation initiale ω0 = γB0 mais un décalage temporel persistera entre les protons suivant la direction y. Les sinusoïdes représentent le signal de RMN idéalisé (non amorti) de différents voxels répartis dans la direction de Gφ. La fréquence des sinusoïdes est la même, mais elles sont déphasées, c'est-à-dire décalées temporellement les unes par rapport aux autres. À droite de la figure sont illustrées les magnétisations transversales correspondantes à ces voxels. Il existe une correspondance entre déphasage temporel et déphasage angulaire.

Transformée de Fourier

La transformée de Fourier est un outil mathématique qui permet d'étudier le contenu fréquentiel d'un signal. De manière schématique, tout signal peut se décomposer en une somme de fonctions sinus de fréquences et d'amplitudes différentes (figure 8.16). Dans notre cas, la transformée de Fourier va trier les fréquences et les déphasages contenus dans le signal. L'objectif de l'utilisation des différents gradients de champ magnétique, que nous avons décrits précédemment, est précisément de modifier la fréquence et le déphasage des protons en fonction de leur position dans l'espace. La transformée de Fourier est donc la clé, faisant le lien entre fréquence, déphasage et position spatiale. Elle déchiffre le code que nous avions placé dans le signal avec les gradients de champ magnétique pour marquer la position des protons.


Figure 16: Principe de la transformée de Fourier. Trois signaux temporels sont illustrés dans la partie supérieure de la figure. En 1 : sin(t), en 2 : 2sin(2 t) et en 3 : 3sin(3 t). Leur fréquence ainsi que leur amplitude sont croissantes. La somme de ces signaux est affichée dans la partie inférieure de la figure (1+2+3). La transformée de Fourier permet de séparer les fréquences (f) et de récupérer leurs amplitudes sous la forme d'un « spectre » (décomposition fréquentielle).

Reconstruction de l'image

En résumé : acquisition des signaux

Un plan de coupe est d'abord sélectionné grâce à une excitation sélective (RF et Gs) (figure 8.14). Dans ce plan de coupe, un codage de la phase (Gφ) et un codage de la fréquence (Gf) sont effectués (figure 8.15). Il faut enregistrer de nombreux signaux pour pouvoir reconstituer une image. À la fin de l'enregistrement, n signaux temporels ont été acquis : S1(t), S2(t), … Sn(t) dont les phases φ1, φ2, … φn augmentent avec les intensités croissantes de Gφ. Chaque point du plan de coupe est identifiable grâce à un couple i, φi)ωi est la fréquence de rotation des protons d'un voxel i de l'espace et φi est la phase accumulée en ce point. Une matrice de taille n × p (n lignes, p colonnes) est alors construite avec l'ensemble des n signaux Si(t). Cette matrice, remplie ligne après ligne, est appelée plan de Fourier (figure 8.17). Elle n'est pas interprétable directement.


Figure 17: Principe du remplissage du plan de Fourier et de la reconstruction de l'image. Gφ est incrémenté d'une acquisition à l'autre de manière à obtenir une nouvelle ligne du plan de Fourier. Le gradient de fréquence Gf est appliqué pendant la durée TO (le temps d'observation) où p points sont acquis à intervalle régulier (Tec). L'acquisition temporelle des signaux est équivalent au domaine des fréquences spatiales (kx, ky) d'une transformée de Fourier à deux dimensions. Le plan de Fourier n'est pas directement interprétable. La reconstruction spatiale de l'image est nécessaire et s'effectue par une transformée de Fourier inverse à deux dimensions (TF2D inverse). Le nombre de lignes n et le nombre de colonnes p du plan de Fourier correspondent à la taille de l'image (n × p).

Reconstruction de l'image à partir des signaux

La reconstruction de l'image se fait par transformée de Fourier inverse à deux dimensions. En effet, lors de l'acquisition, l'échantillonnage des signaux temporels Si(t) reproduit une transformée de Fourier (ω) où ω correspond à l'ensemble des fréquences : ω1, ω2, … ωp encodées pour la position des voxels dans la direction de Gf. Il est alors nécessaire d'effectuer une transformée de Fourier inverse de transformée de Fourier (ω) pour retrouver les amplitudes correspondant à chaque fréquence. Les amplitudes représentant les aimantations des voxels. Considérons maintenant les colonnes du plan de Fourier. Les valeurs des points (Ai) d'une colonne ont été codées par la même fréquence ωi lors d'acquisitions Si(t) différentes. Par exemple, intéressons-nous à la première colonne du plan de Fourier : A1 a été acquis lors de la première acquisition S1(t), puis A1 de la seconde acquisition S2(t), puis A1 de S3(t), etc. Cette suite de points est caractérisée par des déphasages croissants et constitue une fonction de ces déphasages. Là aussi, la transformée de Fourier inverse de cette suite de points qui sont fonction des déphasages permet de remonter jusqu'à la coordonnée suivant Gφ. Au final, pour retrouver les coordonnées (x, y) des amplitudes Ai, deux transformées de Fourier sont nécessaires ; l'une dans la direction de l'axe des fréquences du plan de Fourier et l'autre dans la direction de l'axe des phases. Ces deux transformées de Fourier peuvent se faire en une seule opération : une transformée de Fourier inverse à deux dimensions (suivant le codage de fréquence créé par Gf et suivant le déphasage induit par les Gφ successifs).

Autres séquences d'intérêt

Imagerie pondérée en diffusion

Les molécules d'eau dans les tissus biologiques ne sont pas immobiles. Elles sont soumises à des mouvements microscopiques (mouvements browniens ou diffusion moléculaire), plus ou moins importants suivant les tissus. L'imagerie de diffusion vise à étudier ces mouvements microscopiques en utilisant un principe similaire à l'écho de gradient. Pour des spins immobiles, les déphasages des deux lobes du gradient bipolaire s'annulent (cf. « Écho de gradient »). Pour des spins en mouvement, l'action de –ve ne sera pas l'exact opposé de celle de + ve et les déphasages ne seront pas complétement compensés (contrairement à la figure 8.8). Le déphasage résultant entraîne une chute de signal reliée aux processus de diffusion des protons. L'amplitude du gradient bipolaire de la séquence de diffusion est bien plus importante que celle utilisée pour une séquence d'écho de gradient standard.

Le signal pondéré en diffusion est de la forme :

S = S0e b.ADC

S0 est le signal obtenu sans gradient de diffusion et le facteur b reflète la pondération en diffusion de la séquence (il dépend des paramètres du gradient bipolaire : durée d'application, amplitude, durée séparant les deux lobes et peut être réglé par l'opérateur). Plus la valeur de b est importante et plus le terme e–b.ADC joue sur les images pondérées en diffusion. On choisit des valeurs de b classiquement comprises entre 500 et 3000 s/mm2 suivant l'application. ADC est le coefficient de diffusion apparent (apparent diffusion coefficient en anglais), exprimé en mm2/s, et permet de quantifier les processus de diffusion. On peut ainsi calculer des cartes d'ADC dans le volume étudié à partir de deux acquisitions. En effet, nous avons deux inconnues (S0 et ADC) et deux mesures sont donc nécessaires pour résoudre l'équation. Le calcul se fait alors avec :

L'imagerie de diffusion est couramment utilisée dans le bilan des patients touchés par un accident vasculaire cérébral (AVC) (figure 8.18A, figure 8.18B). En effet, l'ischémie par des mécanismes complexes restreint la diffusion des molécules d'eau. L'ADC en est alors fortement réduit et le signal sur l'image pondérée en diffusion est augmenté.


Figure 18: Exemple d'images pondérées en diffusion et en perfusion. Un patient atteint d'un AVC est arrivé quelques heures après le début de ses symptômes à l'hôpital. Il bénéficie d'un examen d'IRM. L'image pondérée en diffusion montre les lésions ischémiques en hypersignal (A). Elles correspondent à une chute du coefficient de diffusion apparent (B). Les images de perfusion (C, D) sont affichées avec une échelle de couleur pour augmenter le contraste. Plus le temps de transit mis par les particules d'agent de contraste pour traverser les capillaires est allongé (C : bleu clair, jaune, rouge) et plus l'ischémie est importante. Le débit sanguin cérébral est bien sûr réduit dans cette zone (D : région bleu foncée).

Imagerie pondérée en perfusion

Il existe de nombreuses méthodes pour mesurer la perfusion en IRM. Elles sont couramment utilisées en routine clinique, notamment pour l'étude des patients atteints d'accident vasculaire cérébral (figure 8.18C, figure 8.18D). Le principe est d'exploiter les variations de T1 ou de T2 liées à l'injection intraveineuse d'un agent de contraste paramagnétique (chélates de gadolinium). Une acquisition dynamique ultra-rapide est effectuée pendant 90 secondes environ où 60 à 90 volumes cérébraux sont acquis de manière continue juste après l'injection d'agent de contraste en bolus. Lorsque les particules d'agent de contraste arrivent dans les capillaires, elles entraînent une chute de signal dans les tissus (c'est l'effet T2* qui intervient alors) sous la forme d'un pic puis le signal retourne vers sa ligne de base. Cette dynamique est perturbée en cas d'ischémie (figure 8.19). La perfusion est définie comme le débit sanguin tissulaire rapporté à la masse du tissu (en mL/min/100 g).


Figure 19: Évolution du signal lors d'une IRM cérébrale pondérée en perfusion utilisant les propriétés T2 d'un agent de contraste. En haut, la même coupe transverse est affichée à trois instants différents de l'acquisition dynamique : avant, pendant et après le passage du bolus de contraste. Lorsque les particules de contraste passent dans les capillaires, elles entraînent une chute du signal. La courbe bleue illustre l'évolution du signal dans un voxel d'une artère cérébrale, la courbe verte celle d'un point dans le parenchyme et la courbe rouge est celle d'une région où la perfusion est altérée. La courbe artérielle atteint un pic plus important et de manière plus précoce du fait d'une meilleure perfusion.

IRM fonctionnelle d'activation cérébrale

Plusieurs techniques ont été proposées pour mesurer l'activité cérébrale. La méthode la plus utilisée est l'effet blood oxygenation level dependant (BOLD) qui permet une mesure indirecte et non invasive de l'activité cérébrale chez l'homme. Le principe BOLD repose sur les propriétés paramagnétiques de la désoxyhémoglobine, qui agit comme un agent de contraste endogène. Lorsqu'une région cérébrale s'active, la perfusion augmente, ce qui diminue la concentration locale en désoxyhémoglobine, entraînant ainsi une faible augmentation de signal. Pour mettre en évidence cet effet, des modèles statistiques sont nécessaires ainsi qu'une acquisition dynamique pendant cinq à dix minutes (figure 8.20A). L'imagerie ultra-rapide est, là aussi, nécessaire. Plusieurs centaines de volumes cérébraux sont alors acquis de manière continue pendant que le patient effectue une tâche dans la machine d'IRM. Plusieurs fonctions peuvent être étudiées comme la vision, l'audition, la motricité et le langage.


Figure 20: Exemple d'IRM fonctionnelle d'activation cérébrale.
A. Évolution du signal BOLD lors d'une acquisition dynamique d'IRM fonctionnelle d'activation cérébrale. Il s'agit de la courbe temporelle d'un voxel d'une région active lors de l'exécution d'une tâche de langage par le patient (par exemple de la lecture). Les rectangles rouges illustrent les périodes pendant lesquelles le patient effectue la tâche de langage. Le signal BOLD augmente lorsque le cortex fonctionne. On remarque les fluctuations de signal BOLD lorsque le patient est inactif. Des répétitions de l'exercice ainsi qu'un traitement statistique du signal sont nécessaires pour détecter l'activité cérébrale. L'estimation statistique de l'activité cérébrale (B, zones en rouge) est surimposée à une coupe transverse d'une IRM pondérée en T1 pour une meilleure visualisation anatomique. L'activité de la région pariétale postérieure semble arriver au contact de la tumeur (B, flèche).

Par exemple, pour étudier la motricité, le patient doit effectuer des mouvements du membre supérieur, du membre inférieur ou de la face suivant la région du cortex moteur recherchée. Pour étudier le langage, des tâches spécifiques sont utilisées. La plus simple à décrire est sans doute la lecture passive. On remarque dans cet exemple qu'un appareillage spécifique est nécessaire de manière à pouvoir projeter les phrases à lire au patient alors qu'il se trouve dans la machine. Plusieurs applications utilisent l'IRM fonctionnelle d'activation cérébrale. La plus importante concernant la localisation des régions fonctionnelles dans le cadre de résections des tumeurs lors d'un bilan préchirurgical (figure 8.20B).

Instrumentation

Vue de l'extérieur, la machine d'IRM est imposante. Elle est plus encombrante qu'un scanner à rayons X et son tunnel est plus étroit. Les principaux organes de la machine sont l'aimant, les antennes et les bobines de gradient (figure 8.21).


Figure 21: Représentation schématique des principaux éléments d'un appareil d'IRM.

Dessin IRM : Cyrille Martinet


Champ magnétique statique B0 : l'aimant

Il s'agit du cœur de la machine d'IRM. L'aimant permet la production du champ magnétique B0 qui doit satisfaire à deux contraintes fondamentales : il doit être intense et très homogène spatialement. Plus l'intensité du champ est élevée et plus de signal de RMN recueilli est ample. L'intensité de champ magnétique la plus couramment utilisée en routine clinique est d'1,5 tesla. En dessous de cette valeur, on parle conventionnellement de bas champ et au-dessus, de haut champ. La tendance est à l'utilisation de champs magnétiques de plus en plus intenses. L'emploi d'un champ de 3 T devient fréquent. Pour créer le champ, on utilise des bobines supraconductrices. En effet, certains matériaux (niobium-titane ou niobium-étain par exemple) ont la particularité de transporter de l'électricité sans perte d'énergie : ils ont une résistance nulle. Ce type de supraconductivité apparaît néanmoins à des températures proches du zéro absolu (quelques degrés kelvin). Un aimant supraconducteur est donc constitué d'une bobine supraconductrice et d'un cryostat contenant de l'hélium liquide à 4 K. Ce champ peut générer une force d'attraction importante sur les matériaux ferromagnétiques, ce qui constitue le risque principal de l'examen d'IRM (effet missile ou déplacement de corps étrangers métalliques intracorporels par exemple) même lorsque l'IRM est à l'arrêt (le champ magnétique est permanent). Il est donc dangereux et interdit d'entrer dans une salle IRM avec des objets magnétiques (obus d'oxygène, lit, défibrillateur, aspirateur, etc.) Les pacemakers et certaines prothèses (par exemples valves cardiaques mécaniques) ne doivent pas non plus rentrer. On considère généralement qu'en-deçà de 0,5 mT, il n'y a plus de risque (la ligne des 0,5 mT est souvent matérialisée au sol).

Codage spatial : les bobines de gradient

La réalisation d'un gradient de champ magnétique peut se faire simplement à l'aide de deux bobines. Lorsqu'un courant continu passe dans une bobine, il en résulte un champ magnétique dont la direction est perpendiculaire à la surface de la bobine. En faisant passer séparément un courant continu de même intensité mais de sens inverse dans deux bobines distantes l'une de l'autre dans l'espace, il en résulte deux champs magnétiques qui vont s'opposer. La valeur du champ total dépendra de la position suivant l'axe reliant le centre des deux bobines (il sera nul à équidistance des deux bobines). Cette architecture est bien adaptée pour créer un gradient axial, c'est-à-dire dans le sens de B0 du fait de la configuration en tunnel de la machine. La création des gradients pour les deux autres directions de l'espace nécessite des bobines de forme plus complexe. Ainsi la machine d'IRM comporte trois paires de bobines de gradient. Lors de l'acquisition, les bobines de gradient émettent des champs magnétiques variables dans le temps, qui entrent en interaction avec le champ magnétique principal : cela entraîne des contraintes mécaniques à l'origine de sons assez intenses (les patients doivent porter des bouchons d'oreille pour s'en protéger).

Émission RF et recueil du signal : les antennes

Les antennes permettent l'émission d'ondes RF ainsi que la réception du signal. En général, lors d'une utilisation clinique de l'IRM, une antenne spécifique est utilisée pour l'émission des impulsions RF. Elle est placée entre le châssis de la machine et l'aimant.

Pour le recueil du signal, il existe une multitude d'antennes adaptées à l'organe que l'on souhaite explorer. On fait la distinction entre :

  • des antennes de volume qui contiennent la partie du corps à examiner (tête, genou, poignet, etc.) ;
  • des antennes de surface, posées au contact du patient pour être au plus près de l'organe à étudier, plus sensibles dans les zones superficielles mais moins performantes en profondeur.

Pour augmenter le champ d'exploration en conservant une sensibilité de détection, on peut associer plusieurs antennes de petite taille sur un même support. On parle alors d'acquisition parallèle.

L'amplitude du signal de RMN recueilli est très faible (de l'ordre du nV). La chaîne de réception comporte des amplificateurs, un récepteur, un convertisseur analogique-numérique ainsi qu'un calculateur qui effectue les opérations nécessaires à la reconstruction de l'image. Toute perturbation RF extérieure masque le signal et empêche le recueil de l'image. Il faut donc « isoler » la salle d'IRM de ces interférences grâce à une cage de Faraday qui consiste à tapisser la pièce de plaques ou de grillages de cuivre. La cage de Faraday arrête les ondes électromagnétiques mais ne modifie par le champ magnétique statique B0.

Réalisation en pratique d'une IRM

Contre-indications de l'IRM

Au moment de rédiger une demande d'IRM, le médecin demandeur doit s'assurer de l'absence de contre-indication absolue ou relative (tableau 8.2). Une insuffisance rénale doit être signalée, car il peut s'agir d'une contre-indication à l'injection de produit de contraste en raison du risque de fibrose néphrogénique systémique.

Tableau 8.2 Principales contre-indications en IRM.

Contre-indications absoluesContre-indications relatives
PacemakerObésité majeure (poids maximal supporté par la table de l'ordre de 130 kg et largueur maximale de l'anneau de l'ordre de 70 cm)
Défibrillateur cardiaque implantableAnxiété, claustrophobie, agitation non contrôlable
Implant cochléaire (sauf exception)Matériel d'orthodontie (artefacts)
Dispositifs médicaux implantés avec activation par un système électriqueCathéters contenant un fil métallique, type Swan-Ganz
Corps étrangers métalliques intraorbitaires (souvent d'origine accidentelle), clips ou coils neurovasculaires anciens, valves cardiaques anciennes, matériel d'ostéosynthèse ancien

Déroulement d'un examen

Le patient est accueilli par un manipulateur en électroradiologie. Tous les objets métalliques (bijoux, lunettes, clés) ou susceptibles d'être sensibles aux lignes de champs (téléphone portable, cartes de crédit) sont retirés en dehors de la salle d'examen. En effet, même si l'acquisition n'a pas encore commencé, le champ magnétique principal est permanent et il existe un risque de projection de tous les matériaux ferromagnétiques (brancards, pieds de perfusion, lits). Le patient est ensuite allongé sur la table et le manipulateur met en place les protections auditives (casque, bouchons d'oreille) ainsi que les antennes (cf. « Émission RF et recueil du signal : les antennes ») en fonction de la région anatomique étudiée (antenne tête pour le crâne, antenne de surface pour l'abdomen par exemple). L'acquisition en IRM est souvent plus longue qu'en TDM, de l'ordre de 10 à 45 minutes pour chaque région anatomique étudiée. Pendant toute la durée de l'examen, le patient ne doit pas bouger.

Analyse des images

Le choix du protocole d'imagerie est fait par le médecin spécialiste d'imagerie en fonction de la question posée par le médecin demandeur. En fonction de la région anatomique étudiée et de la question clinique, les protocoles associent diversement des séquences morphologiques et des séquences fonctionnelles. L'interprétation repose sur l'analyse de la morphologie et du signal (tableau 8.3). Les principaux facteurs de contraste en IRM sont le T1 et le T2 (figure 8.22). Sur une séquence pondérée en T1, les liquides sont en hyposignal, la graisse et le sang sont en hypersignal. Le contraste entre les tissus est relativement faible. Sur une séquence pondérée en T2, les liquides sont en hypersignal et le contraste entre les tissus est plus riche. Cependant, le contraste ne repose pas que sur ces deux principaux facteurs. Il est possible de varier le contraste à l'aide de différentes techniques :

  • inversion-récupération :

- T2-fluid attenuated inversion recovery (FLAIR) : pondération T2 associée à un effacement du signal du liquide céphalospinal (figure 8.22),
- T2-short TI inversion recovery (STIR) : pondération T2 associée à un effacement du signal de la graisse,
- en T1-IR : accentuation des contrastes en T1,

  • - analyse de flux : le déplacement des protons dans les vaisseaux peut être codé et les vaisseaux peuvent être analysés sans qu'il soit nécessaire d'injecter un produit de contraste :

- time of flight (TOF),
- contraste de phase ;

  • - saturation sélective de la graisse : suppression du signal de la graisse.

Tableau 8.3 Principaux facteurs de contraste en T1, T2 et T1 après injection de chélates de gadolinium

TissuPondération T1Pondération T2Rehaussement après injection de chélates de gadolinium
GraisseHypersignalHypersignal±
Liquides (kyste, vessie, LCS, bile sauf sang)Très hyposignalTrès hypersignalNon
Corticale osseuse, calculs, calcificationsTrès hyposignalTrès hyposignalNon
AirTrès hyposignalTrès hyposignalNon
Hématome subaiguHypersignal (methémoglobine)HypersignalNon
Hématome ancienHyposignal en périphérieIsosignal avec couronne hyposignal (dépôt d'hémosidérine)Non
Organes, tumeurs non hémoragiques, non nécrotiquesIsosignalIso- ou hypersignalOui (selon vascularisation)

Crédit : remerciements au Pr Lucidarme.


Figure 22: Exemples de séquences en IRM cérébrale. Coupes axiales en pondération T1 (A), T2 (B) et FLAIR (C). En T1, la substance blanche (*) est plus en hypersignal que le cortex (flèche) et le LCS est en hyposignal. En T2, la substance blanche (*) est plus en hyposignal que le cortex (flèche) et le LCS est en hypersignal. En FLAIR, le LCS est en hyposignal, mais il s'agit bien d'une séquence pondérée en T2 car la substance blanche (*) est en hyposignal par rapport au cortex (flèche). Exemple de séquence avancée (D) : projection sur une coupe coronale en pondération T2 d'une séquence de diffusion avec tenseur de diffusion montrant la direction des fibres des faisceaux corticospinaux (flèches pleines) et du corps calleux (flèche en pointillés).

Il existe enfin des applications avancées, parmi lesquelles :

  • l'IRM de diffusion (cf. « Imagerie pondérée en diffusion ») qui permet d'analyser les ischémies aiguës et caractériser les lésions abcédées ou tumorales. L'utilisation du phénomène d'anisotropie en diffusion permet par ailleurs de visualiser les fibres de substance blanche grâce à la tractographie de fibres (ou tenseur de diffusion ou fiber tracking) (figure 8.22) ;
  • spectro-IRM (cf. « Spectroscopie de résonance magnétique) ;
  • IRM fonctionnelle (cf. « IRM fonctionnelle d'activation cérébrale »).

Print - copie Essentiel à retenir


L'envoi d'une onde radio à la fréquence de Larmor peut basculer l'aimantation dans le plan transversal et c'est cette aimantation qui tourne dans le plan transversal qui correspond au signal de RMN.

Grace à l'impulsion RF de 180°, le déphasage des spins, entamé rapidement après l'envoi de l'impulsion RF de 90°, est inversé afin de produire un écho de spin.

Les caractéristiques T1 et T2, intrinsèques aux tissus, sont à la base du contraste obtenu dans les séquences en écho de spin.

La spectroscopie de RMN permet de visualiser l'état métabolique d'un tissu ou d'un organe sous la forme de spectres.

Trois gradients uniformes de champ magnétique se superposent à B0 pour encoder spatialement l'image, chacun dans une direction et chacun à des instants différents de la séquence d'IRM.

L'acquisition du signal se fait ligne par ligne dans le plan de Fourier. Le gradient de fréquence est appliqué pendant le recueil du signal pour différencier les points d'une ligne. Le gradient de phase permet de coder les différentes lignes.

Le décodage du signal d'IRM se fait grâce à une transformée de Fourier inverse à deux dimension selon l'axe des fréquences et l'axe des phases du plan de Fourier. Le plan de Fourier n'est pas interprétable directement.


1)
Une ppm vaut 10− 6 de même que 1 % vaut 0,01.
sides/ref-trans/imagerie_dfgsm/chapitre_8_imagerie_par_resonance_magnetique.txt · Dernière modification: 24/05/2018 13:55 par college_radio_cerf