JPS6288948A - 核磁気共鳴を用いた計測方法 - Google Patents
核磁気共鳴を用いた計測方法Info
- Publication number
- JPS6288948A JPS6288948A JP60228679A JP22867985A JPS6288948A JP S6288948 A JPS6288948 A JP S6288948A JP 60228679 A JP60228679 A JP 60228679A JP 22867985 A JP22867985 A JP 22867985A JP S6288948 A JPS6288948 A JP S6288948A
- Authority
- JP
- Japan
- Prior art keywords
- magnetic field
- signal
- gradient
- field gradient
- spin
- Prior art date
- Legal status (The legal status is an assumption and is not a legal conclusion. Google has not performed a legal analysis and makes no representation as to the accuracy of the status listed.)
- Pending
Links
Landscapes
- Magnetic Resonance Imaging Apparatus (AREA)
Abstract
(57)【要約】本公報は電子出願前の出願データであるた
め要約のデータは記録されません。
め要約のデータは記録されません。
Description
【発明の詳細な説明】
〔発明の利用分野〕
本発明は、磁気共鳴を用いた測定方法に係り、特にスピ
ンの空間分布をｆｌｌｌｌ定するに好適なスピンマツピ
ング法に関する。
ンの空間分布をｆｌｌｌｌ定するに好適なスピンマツピ
ング法に関する。
ンストラクション（Ｐｒｏｊｅｃｔｉｏｎ ｒｅｃｏｎ
ｓｔｒｕｃｔｉｏｎ）法及びフーリエ・ズーグマトグラ
フイ（ＦｏｕｒｉｅｒＺｅｕＨｍａｔｏｇｒａｐｈｙ）
法（Ａ、 Ｋｕｍａｒ、Ｄ、Ｗｅｌｔｉ、ａｎｄ Ｒ，
Ｒ。
ｓｔｒｕｃｔｉｏｎ）法及びフーリエ・ズーグマトグラ
フイ（ＦｏｕｒｉｅｒＺｅｕＨｍａｔｏｇｒａｐｈｙ）
法（Ａ、 Ｋｕｍａｒ、Ｄ、Ｗｅｌｔｉ、ａｎｄ Ｒ，
Ｒ。
Ｅｒｎ５ｔ：Ｊ、Ｍａｇｎ、Ｒｅ５ｏｎ、 ８ 、６９
、 １９７５ ）の２種である。前者は英国誌「ネイ
チャＪ （Ｎａｔｕｒｅ）第２４２巻第１９０頁（１
９７３年）に紹介され、また後者は米国誌「ジャーナル
・オブマクネテイク・レゾナンスＪ （Ｊ、 Ｍａｇｎ
ｅｔｉＣＲｅｓｏｎａｎｃｅ）第１８巻、第６９頁（１
９７５年）に紹介されている。これらの方法の測定の第
ｉＪ！に理はいずれも、スピン分布をある特定の方向に
投影するということである。すなわち、１回の測定中磁
場勾配の方向は固定されている。
、 １９７５ ）の２種である。前者は英国誌「ネイ
チャＪ （Ｎａｔｕｒｅ）第２４２巻第１９０頁（１
９７３年）に紹介され、また後者は米国誌「ジャーナル
・オブマクネテイク・レゾナンスＪ （Ｊ、 Ｍａｇｎ
ｅｔｉＣＲｅｓｏｎａｎｃｅ）第１８巻、第６９頁（１
９７５年）に紹介されている。これらの方法の測定の第
ｉＪ！に理はいずれも、スピン分布をある特定の方向に
投影するということである。すなわち、１回の測定中磁
場勾配の方向は固定されている。
〔発明の目的〕
本発明の目的は、１回の測定中にｍｑ勾配の方向を回転
させながら測定を行うという、全く新しいスピンマツピ
ング法を提供することにある。
させながら測定を行うという、全く新しいスピンマツピ
ング法を提供することにある。
２次元のスピンマツピングを例にとって述べる。
均一な静磁場の中におかれた対象物体のスピン横磁化が
時刻ｔ−０でｌ曽備されていると仮定する。
時刻ｔ−０でｌ曽備されていると仮定する。
この時、角速度Ｗａで回転するベクトル磁場勾配Ｇ、
（ｔ、） ＝Ｇ （ｕ ｃｏｑωｔ＋ｊ ｓｊｎωｔ）
、を印加しなからｆＬ）１８１１１されるスピン信号Ｍ
（し）はとなる。ここでρ（ｘ、ｙ）はスピン分布、γ
はスピンの磁気回転化である。次式により位相空間（ｋ
ｘ、 ｋｙ）を仮定すると ｋ Ｘ （ｔ、） ＝ −ｃｏワ（ωａｔ）ωＧ ｋｙ（ｔ）＝−ｑｉｎ（ωａｔ） ω Ｇ 信号は Ｍ （ｋｘ 、ｋｙ）＝Ｚ７’ｐ （ｘ＋ｙ）ｅ ｘ
ｐ ［１（ｘｋｙ＋ｙ−−−ｋ ｘ））ｄｘｄｙωＧ となる。上式は、位相空間において、時刻１．における
信号の位相座標は（（γＧ／ωｃ−ｋｘ（ｔ）詠ッ（１
））］で表わされることを示している。したがって、信
号の位相空間における軌跡は、［（γＧ／ωＧ、０）に
中心を持つ半径γＧ／ωＧの円となることになる。この
ことは次のことを示唆している。すなわち、もし上記の
円の中心が適当な方法により位相空間の中心に平行移動
できたならば、測定された信号は直接２位相原点につい
て対称な円形の位相情報を与える。そのような平行移動
は簡単に実現できる。磁場勾配の強度Ｇあるいは回転の
速度ωＧあるいはその両者を適切に変化させることによ
り円の半径を変化させて測定を行えば、最終的に位相原
点を中心とする同心円状の位相情報を得ることができる
。このようにして得られた全情報は、従来のプロジェク
ション・リコンストラクション法において得られる全情
報と同一である。したがって、得られた情報を直径方向
にフーリエ変換し、逆投影すればスピン分布を得ること
ができる。ただし全円周の代わりに半円周のみ測定して
も情報は失なわれない。本方法においては、ある特定の
位相円に対してスピン分布を投影されることから、本方
法は位相空間におけるプロジエクションリコンストラク
ション法と呼ぶことができる。また、本方法の最も大き
な特徴は、直径の長い円信号は従来のプロジェクション
・リコンストラクション法において測定される一連の自
由誘導減衰信号（ｆｒｅｅ １ｎｄｕｃｔｉｏｎ ｄｅ
ｃａｙｓｉｇｎａｌ）尾の部分のみを集めたものとなっ
ていることである。このことにより種々の有用性が生ま
れろ。ここでは２次元スピンマツピングを例として述べ
たが、３次元スピンマツピングも本方法のｉ１＋１１定
原理は容易に適用できる。
（ｔ、） ＝Ｇ （ｕ ｃｏｑωｔ＋ｊ ｓｊｎωｔ）
、を印加しなからｆＬ）１８１１１されるスピン信号Ｍ
（し）はとなる。ここでρ（ｘ、ｙ）はスピン分布、γ
はスピンの磁気回転化である。次式により位相空間（ｋ
ｘ、 ｋｙ）を仮定すると ｋ Ｘ （ｔ、） ＝ −ｃｏワ（ωａｔ）ωＧ ｋｙ（ｔ）＝−ｑｉｎ（ωａｔ） ω Ｇ 信号は Ｍ （ｋｘ 、ｋｙ）＝Ｚ７’ｐ （ｘ＋ｙ）ｅ ｘ
ｐ ［１（ｘｋｙ＋ｙ−−−ｋ ｘ））ｄｘｄｙωＧ となる。上式は、位相空間において、時刻１．における
信号の位相座標は（（γＧ／ωｃ−ｋｘ（ｔ）詠ッ（１
））］で表わされることを示している。したがって、信
号の位相空間における軌跡は、［（γＧ／ωＧ、０）に
中心を持つ半径γＧ／ωＧの円となることになる。この
ことは次のことを示唆している。すなわち、もし上記の
円の中心が適当な方法により位相空間の中心に平行移動
できたならば、測定された信号は直接２位相原点につい
て対称な円形の位相情報を与える。そのような平行移動
は簡単に実現できる。磁場勾配の強度Ｇあるいは回転の
速度ωＧあるいはその両者を適切に変化させることによ
り円の半径を変化させて測定を行えば、最終的に位相原
点を中心とする同心円状の位相情報を得ることができる
。このようにして得られた全情報は、従来のプロジェク
ション・リコンストラクション法において得られる全情
報と同一である。したがって、得られた情報を直径方向
にフーリエ変換し、逆投影すればスピン分布を得ること
ができる。ただし全円周の代わりに半円周のみ測定して
も情報は失なわれない。本方法においては、ある特定の
位相円に対してスピン分布を投影されることから、本方
法は位相空間におけるプロジエクションリコンストラク
ション法と呼ぶことができる。また、本方法の最も大き
な特徴は、直径の長い円信号は従来のプロジェクション
・リコンストラクション法において測定される一連の自
由誘導減衰信号（ｆｒｅｅ １ｎｄｕｃｔｉｏｎ ｄｅ
ｃａｙｓｉｇｎａｌ）尾の部分のみを集めたものとなっ
ていることである。このことにより種々の有用性が生ま
れろ。ここでは２次元スピンマツピングを例として述べ
たが、３次元スピンマツピングも本方法のｉ１＋１１定
原理は容易に適用できる。
〔発明の実施例〕
以下１本発明の実施例の構成及び動作の説明を行う。第
１図に本装置のブロックダイアグラムを示す。本装置は
ＣＰＵ１１の管理のもとに動作するシーケンサ−１２，
送信系１３．受信系１４゜磁場勾配発生系１６．及び信
号処理系１７と静磁場発生磁石１５から成る６静磁場発
生磁石１５は対象物体２０がおかれる空間に均一の静磁
場Ｈ。
１図に本装置のブロックダイアグラムを示す。本装置は
ＣＰＵ１１の管理のもとに動作するシーケンサ−１２，
送信系１３．受信系１４゜磁場勾配発生系１６．及び信
号処理系１７と静磁場発生磁石１５から成る６静磁場発
生磁石１５は対象物体２０がおかれる空間に均一の静磁
場Ｈ。
を発生する６シーケンサーは本発明の方式に必要な種々
の命令を各装置に送る。送信系は高周波発振器１３１．
変調器１３２．高周波増量器１３３を含み、命令に従っ
て振幅変調等を行った高周波パルスが高周波コイル１３
４に供給されることにより高周波磁場（Ｈｌ）が対象物
体２０に印加される。磁場勾配発生系は、ｘ、ｙ、ｚの
３方向に巻かれた勾配磁場コイル１６０と、それぞれの
コイルのドライバー１６１とから成り、シーケンサ−の
命令に従って磁場強度に上記３方向の勾配をつける６以
下、このように発生されるＸ方向、Ｘ方向、Ｚ方向の磁
場勾配をそれぞれＧｘ、Ｇｙ、Ｇｚと印す。これらの磁
場印加による応答は前述のコイル１３４を通じて受信系
１４にて受信される。受信系は増幅器１４１、位相検波
器１４２．Ａ／Ｄ変換器１４３を有し、シーケンサ−１
２の命令によるタイミングでサンプリングされたデータ
が信号処理系に送られる。信号処理系１７ではフーリエ
変換及び像再閘成等の処理を行い、信号強度分布、ある
いは複数の信号に適当な演算を行って得られた分布を画
像化し例えばＣＲＴディスプレイ＋７１に表示する。
の命令を各装置に送る。送信系は高周波発振器１３１．
変調器１３２．高周波増量器１３３を含み、命令に従っ
て振幅変調等を行った高周波パルスが高周波コイル１３
４に供給されることにより高周波磁場（Ｈｌ）が対象物
体２０に印加される。磁場勾配発生系は、ｘ、ｙ、ｚの
３方向に巻かれた勾配磁場コイル１６０と、それぞれの
コイルのドライバー１６１とから成り、シーケンサ−の
命令に従って磁場強度に上記３方向の勾配をつける６以
下、このように発生されるＸ方向、Ｘ方向、Ｚ方向の磁
場勾配をそれぞれＧｘ、Ｇｙ、Ｇｚと印す。これらの磁
場印加による応答は前述のコイル１３４を通じて受信系
１４にて受信される。受信系は増幅器１４１、位相検波
器１４２．Ａ／Ｄ変換器１４３を有し、シーケンサ−１
２の命令によるタイミングでサンプリングされたデータ
が信号処理系に送られる。信号処理系１７ではフーリエ
変換及び像再閘成等の処理を行い、信号強度分布、ある
いは複数の信号に適当な演算を行って得られた分布を画
像化し例えばＣＲＴディスプレイ＋７１に表示する。
第２図に、本発明の実施例中で最も基本的な甜定法によ
る対象物本のある断面のスピン分布８１す定パルスシー
ケンスを示す。第２図にて、（ａ）は高周波磁場（ただ
しそのエンベロープの片側の波形を示す）（ｂ）、（ｃ
）、（ｄ）はそれぞれ２゜ＸｖＶ方向の磁場勾配、（ｅ
）は信号のサンプリングの期間を示す。なお、図中、磁
場勾配ＧＫ、 Ｇｙの発生波形中に一点鎖線で示した部
分は、磁場勾配のスイッチング時間が有限であることを
補償するために発生するダミー磁場勾配である。装置が
理想的応答をするならば、このダミー磁場勾配の発生を
行わず実線で示した如き磁場勾配のパターンを用いれば
良い。したがってまず簡弔のために実線で示した理想的
シーケンスを用いて説明を行う。
る対象物本のある断面のスピン分布８１す定パルスシー
ケンスを示す。第２図にて、（ａ）は高周波磁場（ただ
しそのエンベロープの片側の波形を示す）（ｂ）、（ｃ
）、（ｄ）はそれぞれ２゜ＸｖＶ方向の磁場勾配、（ｅ
）は信号のサンプリングの期間を示す。なお、図中、磁
場勾配ＧＫ、 Ｇｙの発生波形中に一点鎖線で示した部
分は、磁場勾配のスイッチング時間が有限であることを
補償するために発生するダミー磁場勾配である。装置が
理想的応答をするならば、このダミー磁場勾配の発生を
行わず実線で示した如き磁場勾配のパターンを用いれば
良い。したがってまず簡弔のために実線で示した理想的
シーケンスを用いて説明を行う。
まず、スピン横磁化信号を準備するためよく知られてい
る９０°−１，８０’高周波パルス励起を行う。すなわ
ち、磁場勾配Ｇ７を発生している状態で、ａに示す周波
数制限された９０’高周波パルスを印加し、対象物体の
特定のスライス内のスピンを励起する。パルスａにピー
クから時間２が経過する時、ｂに示す１０００高周波パ
ルスを印加してスピンの向きを反転する。これにより再
び時間２が経過した時点（１＝π／２ωＧ）までにスピ
ンの横磁化信号が準備される。Ｇｘ、Ｇｙの発生を行わ
ず、かつ静磁場ＨＯが完全に均一であると仮定するとｔ
＝π／２ωＧの時点では信号の位相座標は（０，０）で
ある。実際には第２図（ｂ）に示すように１＝０の時点
からＱ ｙ ＝ Ｇ ｓｉｎで示されるＸ方向磁場勾配
が印加される。さらにｔ＝π／２ω の時点からは で示されるＸ方向磁場勾配が印加され、この間に信号の
サンプリングが成される。したがってサン令 プリングの期間中は矛成磁場勾配は半径Ｇ角速度ωＧで
回転する。この測定を位相空間（ｋ、、 ｋｙ）で考え
ると、第３図（ａ）に示したようにＧｙのみを印加した
時間内（ｔ＝０からもｔ＝π／２ωＧまで）に信号の位
相座標はに、４１１上をに、＝γＧ／（ａｌＱまで並信
（ｔｒａｎｓｌａｔｉｏｎ： Ｔ ）する６その後、磁
場勾配の回転中には、信号の位相座標は、原点を中心と
する半径γＧ／ωＧの円上に軌跡を描く。
る９０°−１，８０’高周波パルス励起を行う。すなわ
ち、磁場勾配Ｇ７を発生している状態で、ａに示す周波
数制限された９０’高周波パルスを印加し、対象物体の
特定のスライス内のスピンを励起する。パルスａにピー
クから時間２が経過する時、ｂに示す１０００高周波パ
ルスを印加してスピンの向きを反転する。これにより再
び時間２が経過した時点（１＝π／２ωＧ）までにスピ
ンの横磁化信号が準備される。Ｇｘ、Ｇｙの発生を行わ
ず、かつ静磁場ＨＯが完全に均一であると仮定するとｔ
＝π／２ωＧの時点では信号の位相座標は（０，０）で
ある。実際には第２図（ｂ）に示すように１＝０の時点
からＱ ｙ ＝ Ｇ ｓｉｎで示されるＸ方向磁場勾配
が印加される。さらにｔ＝π／２ω の時点からは で示されるＸ方向磁場勾配が印加され、この間に信号の
サンプリングが成される。したがってサン令 プリングの期間中は矛成磁場勾配は半径Ｇ角速度ωＧで
回転する。この測定を位相空間（ｋ、、 ｋｙ）で考え
ると、第３図（ａ）に示したようにＧｙのみを印加した
時間内（ｔ＝０からもｔ＝π／２ωＧまで）に信号の位
相座標はに、４１１上をに、＝γＧ／（ａｌＱまで並信
（ｔｒａｎｓｌａｔｉｏｎ： Ｔ ）する６その後、磁
場勾配の回転中には、信号の位相座標は、原点を中心と
する半径γＧ／ωＧの円上に軌跡を描く。
（ｒｏｔａｔｉｏｎ： Ｒ）このようにして円軌跡−ヒ
の位相情報を測定できる。
の位相情報を測定できる。
以上が、本発明の基本的なシーケンスであり、被検体の
スピン定度の分布の４（す定には１回転するｍ場勾配の
回転半径Ｇまたは角速度ωＧ変えながら上記した第２図
の計測シーケンスをくり返し、もって第３図（ｂ）に示
すような等間隔な同心円状の位相情報を得る。例えば、
第２図のＧをＧ。
スピン定度の分布の４（す定には１回転するｍ場勾配の
回転半径Ｇまたは角速度ωＧ変えながら上記した第２図
の計測シーケンスをくり返し、もって第３図（ｂ）に示
すような等間隔な同心円状の位相情報を得る。例えば、
第２図のＧをＧ。
から順次Ｇ ｏ ／ ｎずつ小さくして計８１すをくり
返すと、第３図（ｂ）の外側の円周上の位相情報から順
次得られる。ωＧを順次大きくして計ｔ１ｑをくり返し
ても同様であり、Ｇ、ωＧの双方を変更しても良い。な
お１回の計測について、第２図に破線で示すように磁場
勾配の回転を連続的に複数同行い、各回転周期内のサン
プリング信号を加算することにより高精度の計測を行う
こともできる。
返すと、第３図（ｂ）の外側の円周上の位相情報から順
次得られる。ωＧを順次大きくして計ｔ１ｑをくり返し
ても同様であり、Ｇ、ωＧの双方を変更しても良い。な
お１回の計測について、第２図に破線で示すように磁場
勾配の回転を連続的に複数同行い、各回転周期内のサン
プリング信号を加算することにより高精度の計測を行う
こともできる。
さらに第２図において、一点鎖線で示すような正弦、余
弦波にそった波形の磁場勾配の印加を行えば磁場勾配Ｇ
ｘ、Ｇｙをｔ＝ｏ、ｔ＝π／２ｃ、＋ａにて急激に立上
げる必要がなく、しかも実線による磁場勾配と等価な結
果が得られる。
弦波にそった波形の磁場勾配の印加を行えば磁場勾配Ｇ
ｘ、Ｇｙをｔ＝ｏ、ｔ＝π／２ｃ、＋ａにて急激に立上
げる必要がなく、しかも実線による磁場勾配と等価な結
果が得られる。
以上の計測シーケンスのくり返しで得られた同心円上の
位相情報は従来のプロジェクション・リコンストラクシ
ョン法のシーケンスで複数回の計測を行なって得られた
情報と等価である。したがって第１図の信号処理系１７
にて画像再構成処理を行い、対象体のスピン分布像を得
ることができる。この画像再構成の一方法は、第３図（
ｂ）の位相空間上の同心円上に分布するデータを直径方
向にフーリエ変換し、逆投影後、２次元画像に変換する
方法である。逆投影の投影数は各測定における信号サン
プリング数により決定されるので、このサンプリング数
を増やすことにより投影数を任意に増大させろことが可
能である。また別の方法では、２次元補間法により位相
空間上で第３図（ｂ）の同心円上に益ぶデータから直交
座標点データを求め、２次元フーリエ変換により像を求
めることができる。
位相情報は従来のプロジェクション・リコンストラクシ
ョン法のシーケンスで複数回の計測を行なって得られた
情報と等価である。したがって第１図の信号処理系１７
にて画像再構成処理を行い、対象体のスピン分布像を得
ることができる。この画像再構成の一方法は、第３図（
ｂ）の位相空間上の同心円上に分布するデータを直径方
向にフーリエ変換し、逆投影後、２次元画像に変換する
方法である。逆投影の投影数は各測定における信号サン
プリング数により決定されるので、このサンプリング数
を増やすことにより投影数を任意に増大させろことが可
能である。また別の方法では、２次元補間法により位相
空間上で第３図（ｂ）の同心円上に益ぶデータから直交
座標点データを求め、２次元フーリエ変換により像を求
めることができる。
以」−に述べた第１の実施例では、スピン分布をセ
得るのにスピンの励楳−計？ｌｌ１ｌのシーケンスの複
数回のくり返しが必要である。しかしながら、１回々 のスピン励起の後、ＧあるいはωＧを次洗に、変化させ
ながら、位相空間における並進と磁場勾配の回転をくり
返せば、１回の連続したシーケンスでスピン分布の全情
報を得ることができ計泪り時間を大幅に短縮できる。
数回のくり返しが必要である。しかしながら、１回々 のスピン励起の後、ＧあるいはωＧを次洗に、変化させ
ながら、位相空間における並進と磁場勾配の回転をくり
返せば、１回の連続したシーケンスでスピン分布の全情
報を得ることができ計泪り時間を大幅に短縮できる。
第４図（ａ）〜（ｅ）に示すのはそのひとつの実施例の
シーケンスであり、それぞれ第２図の（ａ）〜（ｅ）と
対応する部分の波形を示す。磁場勾配Ｇ Ｋ 、 Ｇ
ｙの波形中一点鎖線で示すのは、ここにおいても磁場勾
配のスイッチング時間が有限であることを補償するため
の波形であり、これにより実線で示す磁場勾配の波形に
よりと等価な、スピンマツピングが連続的な磁場勾配の
価の変化により可能である。
シーケンスであり、それぞれ第２図の（ａ）〜（ｅ）と
対応する部分の波形を示す。磁場勾配Ｇ Ｋ 、 Ｇ
ｙの波形中一点鎖線で示すのは、ここにおいても磁場勾
配のスイッチング時間が有限であることを補償するため
の波形であり、これにより実線で示す磁場勾配の波形に
よりと等価な、スピンマツピングが連続的な磁場勾配の
価の変化により可能である。
この実施例では、ｔ ＝ ３ ｘ ／ ２ωＧの時点ま
でのシーケンスは第２図の実施例と全く同じである。
でのシーケンスは第２図の実施例と全く同じである。
すなわち、９０°高周波パルス、１８０°高周波パルス
により横磁化信号が準備され、ｔ＝π／２ωＧまでのＧ
アの印加により、信号の位相座標は位相空間のｋｘ軸上
をｋ ｘ ＝−γＧ／ωＧまで並進する。ｔ＝π／２ω
Ｇからｔ＝３π／２ωＧまではンプリングがなされる。
により横磁化信号が準備され、ｔ＝π／２ωＧまでのＧ
アの印加により、信号の位相座標は位相空間のｋｘ軸上
をｋ ｘ ＝−γＧ／ωＧまで並進する。ｔ＝π／２ω
Ｇからｔ＝３π／２ωＧまではンプリングがなされる。
したがって信号は位相空間で半径γＧ／ωＧの円周上を
１７２回転することになる。その後のｔ、 ＝ ２π／
ωＧの期間ではＧ３１ｚ＋ はゼロとなり、Ｇｙのみ上を関数により引き続き印加さ
れるので信号はに、軸上を並進して原点まで戻る。
１７２回転することになる。その後のｔ、 ＝ ２π／
ωＧの期間ではＧ３１ｚ＋ はゼロとなり、Ｇｙのみ上を関数により引き続き印加さ
れるので信号はに、軸上を並進して原点まで戻る。
以後は上記Ｇ ｘ ｇ Ｇ ｙの大きさＧを順次変更し
ながら上記シーケンスをくり返す。すなわち、信号の並
進−回転−並進が、回転の半径を変えながらくり返され
、回転１ｃＩＩ間中の信号がサンプリングされる。
ながら上記シーケンスをくり返す。すなわち、信号の並
進−回転−並進が、回転の半径を変えながらくり返され
、回転１ｃＩＩ間中の信号がサンプリングされる。
第５図はさらに別の実施例を示し、第４図にてＧを変更
したのに代えてωＧを変換して並進−回転−並進のくの
返しを行うものである。Ｇ、ωＧの双方を変化させても
良いことはもちろんである。
したのに代えてωＧを変換して並進−回転−並進のくの
返しを行うものである。Ｇ、ωＧの双方を変化させても
良いことはもちろんである。
これらの実施例では、核スピンの１回の励起による連続
したシーケンスにより、位相空間で半径の異なる半円周
上の信号が得られる。したがって第２図の実施例で説明
したと同様な半径方向のフーリエ変換を行い、逆投影演
算を行うことによりスピン分布像か得られる。しかもデ
ータ計測のための時間は著るしく短縮される。
したシーケンスにより、位相空間で半径の異なる半円周
上の信号が得られる。したがって第２図の実施例で説明
したと同様な半径方向のフーリエ変換を行い、逆投影演
算を行うことによりスピン分布像か得られる。しかもデ
ータ計測のための時間は著るしく短縮される。
なお、これらの実施例においてはスピンの励起から計測
終了までの時間中のスピンの横捻和の効果の混入が間起
となる場合がある。ただし、第４図、第５図の例ともに
、Ｈ１’ｌ定時間を可能な限り短くするために各回転を
半回転にしてこの問題をさけている。もちろん、このよ
うな連続的な計４１すの場合でも並進一回転−１１ｆ進
の各回転を例えば］回５図にも示されでるように、連続
測定を、直径の長い円から短い円へと順番に行えば、Ｔ
２による緩和効果は、一種のバイパスフィルターとして
働き、逆投影の際必要なデコンボリューション（ｄｅｃ
ｏｎｖｏｌｕｔｉｏｎ）を行わなくても良質の画像を得
ることができる。
終了までの時間中のスピンの横捻和の効果の混入が間起
となる場合がある。ただし、第４図、第５図の例ともに
、Ｈ１’ｌ定時間を可能な限り短くするために各回転を
半回転にしてこの問題をさけている。もちろん、このよ
うな連続的な計４１すの場合でも並進一回転−１１ｆ進
の各回転を例えば］回５図にも示されでるように、連続
測定を、直径の長い円から短い円へと順番に行えば、Ｔ
２による緩和効果は、一種のバイパスフィルターとして
働き、逆投影の際必要なデコンボリューション（ｄｅｃ
ｏｎｖｏｌｕｔｉｏｎ）を行わなくても良質の画像を得
ることができる。
さらに、第４図、第５図の実施例のごとく、１回のスピ
ン励起により全位相情を連続して計測するのでなく、複
数回に分割して計測しても良い。
ン励起により全位相情を連続して計測するのでなく、複
数回に分割して計測しても良い。
すなわち、１回のスピン励起の後、ＧもしくはωＧの変
更により複数本の円周上のデータの計測し、さらにスピ
ン励磁−複数本の円周上のデータの計？ｌｌ’ｌとの何
回かのくり返しにより必要な全位相情報を得るものであ
るにの方法によれば、Ｔｚ緩和（横緩和）の効果の混入
が更に転減され、また第２図、第３図にて説明した実施
例と比べれば計測時間が短縮される。
更により複数本の円周上のデータの計測し、さらにスピ
ン励磁−複数本の円周上のデータの計？ｌｌ’ｌとの何
回かのくり返しにより必要な全位相情報を得るものであ
るにの方法によれば、Ｔｚ緩和（横緩和）の効果の混入
が更に転減され、また第２図、第３図にて説明した実施
例と比べれば計測時間が短縮される。
第６図は更に別の実施例を示す。これは例えばジャーナ
ル・オフ・アプライド・フィジックスＣ，７−ｏｆ Ａ
ｐｐｌｉｅｄ Ｐｈｙｓｊ、ｃｑ）第４７巻、３７０９
頁（１９７６年）に紹介されているステディ・ステイト
・フリー・ブリセション（Ｓｔｅａｄｙ−５ｔａｔｅ
ｆｒｅｅｐｒｅｃｅｓｓｉｏｎ）法と本発明の方法を組
み合わせたものである。すなわち１周期的に振動する磁
場勾配Ｇｚの印加とともに、−回ごとに位相が反転する
高周波磁場パルスを複数回印加する。磁場勾配Ｇｘ、Ｇ
ｙについてはＧ及びωＧを固定して周期的印加を行ない
位相空間の並進一回転をくり返し。
ル・オフ・アプライド・フィジックスＣ，７−ｏｆ Ａ
ｐｐｌｉｅｄ Ｐｈｙｓｊ、ｃｑ）第４７巻、３７０９
頁（１９７６年）に紹介されているステディ・ステイト
・フリー・ブリセション（Ｓｔｅａｄｙ−５ｔａｔｅ
ｆｒｅｅｐｒｅｃｅｓｓｉｏｎ）法と本発明の方法を組
み合わせたものである。すなわち１周期的に振動する磁
場勾配Ｇｚの印加とともに、−回ごとに位相が反転する
高周波磁場パルスを複数回印加する。磁場勾配Ｇｘ、Ｇ
ｙについてはＧ及びωＧを固定して周期的印加を行ない
位相空間の並進一回転をくり返し。
回転中のサンプリングデータを高速加算する。
東にＧのみを変化させて同様の測定を行なえばよい。こ
の方法では１通常ステディ・ステート・フリー・ブリセ
ション法にて問題となる。高周波パルス直後の受信器飽
和の問題が全くない。
の方法では１通常ステディ・ステート・フリー・ブリセ
ション法にて問題となる。高周波パルス直後の受信器飽
和の問題が全くない。
上述のごとく本発明によれば、位相空間における投影と
いう全く新しい測定原理によるスピンマツピングが可能
となる。
いう全く新しい測定原理によるスピンマツピングが可能
となる。
第１図は、本発明を実施する装置の構成を示す。第２図
は、本発明のスピンマツピング測定に用いる最も基本的
なパルス系列の例を示す。第３図は、第２図における測
定の位相空間において表わしたもの。第４図及び第５図
は、それぞれ本発明の別の実施例である。超高速スピン
マツピング川パルスシーケンスを示す。第６図は更に別
の実施例のパルスシーケンスを示す。
は、本発明のスピンマツピング測定に用いる最も基本的
なパルス系列の例を示す。第３図は、第２図における測
定の位相空間において表わしたもの。第４図及び第５図
は、それぞれ本発明の別の実施例である。超高速スピン
マツピング川パルスシーケンスを示す。第６図は更に別
の実施例のパルスシーケンスを示す。
Claims (1)
- 【特許請求の範囲】 １、均一の静磁場中におかれた被検体の所望の領域の横
磁化信号を準循する第１の過程、所定方向の磁場勾配の
発生により位相空間上で信号を位相原点から並進させる
第２の過程、及び回転する磁場勾配の発生により位相空
間上で信号を回転させながら計測する第３の過程を含む
核磁気共鳴を用いた測定方法。 ２、前記第３の過程における回転を連続して複数回行な
い、計測される信号を回転ごとに加算することを特徴と
する特許請求の範囲第１項に記載の核磁気共鳴を用いた
測定方法。 ３、前記磁場勾配の強度、回転角速度の少なくともいず
れか一方を順次変更しながら前記第１〜第３の過程をく
り返すことにより複数の同心円上の信号を計測する特許
請求の範囲第１項に記載の核磁気共鳴を用いた計測方法
。 ４、前記第１の過程の後に前記磁場勾配の強度もしくは
回転角速度を変更しながら前記第２、第３の過程を連続
してくり返し行い、もつて複数の同心円上の信号を計測
する特許請求の範囲第１項に記載の核磁気共鳴を用いた
測定方法。 ５、前記第３の過程における信号の回転は位相空間上で
１／２回転であることを特徴とする特許請求の範囲第４
項に記載の核磁気共鳴を用いた測定方法。 ６、前記第２、第３の過程のくり返しにより位相空間で
の外側の円周上の信号側から順次計測を行うことを特徴
とする特許請求の範囲第４項に記載の核磁気共鳴を用い
た測定方法。
Priority Applications (2)
| Application Number | Priority Date | Filing Date | Title |
|---|---|---|---|
| JP60228679A JPS6288948A (ja) | 1985-10-16 | 1985-10-16 | 核磁気共鳴を用いた計測方法 |
| US06/919,767 US4727325A (en) | 1985-10-16 | 1986-10-16 | NMR imaging method |
Applications Claiming Priority (1)
| Application Number | Priority Date | Filing Date | Title |
|---|---|---|---|
| JP60228679A JPS6288948A (ja) | 1985-10-16 | 1985-10-16 | 核磁気共鳴を用いた計測方法 |
Publications (1)
| Publication Number | Publication Date |
|---|---|
| JPS6288948A true JPS6288948A (ja) | 1987-04-23 |
Family
ID=16880111
Family Applications (1)
| Application Number | Title | Priority Date | Filing Date |
|---|---|---|---|
| JP60228679A Pending JPS6288948A (ja) | 1985-10-16 | 1985-10-16 | 核磁気共鳴を用いた計測方法 |
Country Status (1)
| Country | Link |
|---|---|
| JP (1) | JPS6288948A (ja) |
Cited By (2)
| Publication number | Priority date | Publication date | Assignee | Title |
|---|---|---|---|---|
| JPS6486951A (en) * | 1987-07-27 | 1989-03-31 | Gen Electric | Multi-dimensional selective nmr-exciting method using single rf pulse |
| JP2015027460A (ja) * | 2013-07-30 | 2015-02-12 | シーメンス アクチエンゲゼルシヤフトＳｉｅｍｅｎｓ Ａｋｔｉｅｎｇｅｓｅｌｌｓｃｈａｆｔ | 磁気共鳴制御シーケンスの決定 |
-
1985
- 1985-10-16 JP JP60228679A patent/JPS6288948A/ja active Pending
Cited By (4)
| Publication number | Priority date | Publication date | Assignee | Title |
|---|---|---|---|---|
| JPS6486951A (en) * | 1987-07-27 | 1989-03-31 | Gen Electric | Multi-dimensional selective nmr-exciting method using single rf pulse |
| JPH0418852B2 (ja) * | 1987-07-27 | 1992-03-27 | Gen Electric | |
| JP2015027460A (ja) * | 2013-07-30 | 2015-02-12 | シーメンス アクチエンゲゼルシヤフトＳｉｅｍｅｎｓ Ａｋｔｉｅｎｇｅｓｅｌｌｓｃｈａｆｔ | 磁気共鳴制御シーケンスの決定 |
| US10012713B2 (en) | 2013-07-30 | 2018-07-03 | Siemens Aktiengesellschaft | Method and device for determination of a magnetic resonance control sequence |
Similar Documents
| Publication | Publication Date | Title |
|---|---|---|
| US4727325A (en) | NMR imaging method | |
| JPH024867B2 (ja) | ||
| JPS58151545A (ja) | 核磁気共鳴画像形成方法と装置 | |
| EP1210614B1 (en) | Methods and apparatus for mapping internal and bulk motion of an object with phase labeling in magnetic resonance imaging | |
| JP3369688B2 (ja) | 核磁気共鳴を用いた検査装置 | |
| JPH0332756B2 (ja) | ||
| JP2644744B2 (ja) | Ｎｍｒスペクトロスコピックイメージング装置 | |
| EP0470843A2 (en) | Measuring the motion of spins in NMR systems | |
| JPS6288948A (ja) | 核磁気共鳴を用いた計測方法 | |
| JPH0399632A (ja) | 磁気共鳴イメージング装置 | |
| JP2574787B2 (ja) | 固体のｎｍｒイメ−ジング方法 | |
| JPH05500169A (ja) | 核磁気共鳴検査に於ける領域選択 | |
| JPS6113143A (ja) | 核磁気共鳴を用いた検査装置 | |
| EP0153703A2 (en) | NMR imaging apparatus | |
| JPS6288949A (ja) | 核磁気共鳴を用いた磁化分布の計測方法 | |
| US4873487A (en) | Method and arrangement for suppressing coherent interferences in magnetic resonance signals | |
| JP3332951B2 (ja) | 磁気共鳴イメージング装置 | |
| JPH0374100B2 (ja) | ||
| JP2001070279A (ja) | 磁気共鳴イメージング装置 | |
| JPH0568672A (ja) | 磁気共鳴イメージング装置における傾斜磁場印加方法 | |
| JPH0244219B2 (ja) | ||
| JPH0475638A (ja) | 磁気共鳴イメージング装置 | |
| JPH0399635A (ja) | 核磁気共鳴イメージング装置 | |
| JPH025926A (ja) | Ｍｒｉ装置 | |
| JPH06335471A (ja) | Ｍｒｉ装置 |