磁共振的基本基本原理

1、-/磁共振基本原理磁共振成像的依据是与人体生理、生化有关的人体组织密度对核磁共振的反映不同。要 理解这个问题，就必须知道核磁共振和核磁共振的特性。一、核磁共振与核磁共振吸收的宏观描述由力学中可知，发生共振的条件有二：一是必须满足频率条件，二是要满足位相条件。原子核是自旋的，它绕某个轴旋转（颇像个陀螺）。旋转时产生一定的微弱磁场和磁矩 。 将自旋的原子核放在一个均匀的静磁场中，受磁场作用，原子核的自旋轴会被强制定向，或 与磁场方向相同，或与磁场方向相反。重新定向的过程中，原子核的自旋轴将类似旋转陀螺 般的发生进动。不同类的原子核有不同的进动性质，这种性质就是旋转比（非零自旋的核具有特定的旋转比）

2、，用丫表示。进动的角频率3 方面同旋转比有关； 另一方面同静磁场的 磁 场强度B有关。其关系有拉莫尔（Larmor）公式（3又称拉莫尔频率）：3 = Y B（6-1）静磁场中的原子核自旋时形成一定的微弱势能。当一个频率也为3的交变电磁场作用到自旋的原子核时，自旋轴被强制倾倒，并带有较强的势能；当交变电磁场消除后，原子核的 自旋轴将向原先的方向进动，并释放其势能。这种现象就是核磁共振现象（换言之，当电磁辐射的圆频率和外磁场满足拉莫尔公式时，原子核就对电磁辐射发生共振吸收），这一过程也称为弛豫过程，释放势能所产生的电压信号就是核磁共振信号.也被称为衰减信号（FID）。显然，核磁共振信号是一频率为3

3、的交变信号，其幅度随进动过程的减小而衰减。图6-1表示几种原子核的共振频率与磁场强度的关系。这些频率是在电磁波谱的频带之 内，这样的频率大大低于 X线的频率，甚至低于可见光的频率。可见它是无能力破坏生物系 统的分子的。在实际情况下，由于所研究的对象都是由大量原子核组成的组合体，因此在转 入讨论大量原子核在磁场中的集体行为时，有必要引人一个反映系统磁化程度的物理量来描 述核系统的宏观特性及其运动规律。这个物理量叫静磁化强度矢量，用M表示。由大量原子核组成的系统，相当于一大堆小磁铁，在无外界磁场时，原子核磁矩卩的方向是随机的，系（6-2 ）B。原子核磁矩受到外磁场的作用，在自身BO的方向。按照波尔

4、兹曼分布，在平衡状统的总磁矩矢量为f- I如果在系统的Z轴方向外加一个强静磁场 转动的同时又以 B。为轴进动，核磁矩取平行于 态下，处于不同能级的原子核数目不相等，使得原子核磁矩不能完全互相抵消，从而有（ 6-3）此时可以说系统被磁化了，可见M是量度原子核系统被磁化程度的量，是表示单位体积中全部原子核磁矩的矢量和。图6-1几种原子核的共振频率与磁场强度的关系系统的核是大量的，位相是随意的，所以位相的分布是均匀的。图 中所有相同进动位相的核的矢量和用一箭头表示，并平移到坐标的 布服从统计规律，所以其各向进动的核的矢量和用相同长短的箭头表示，这就构成上下两个 圆锥，图中ML表示处于低能级进动核数在

5、Bo方向的矢量和 M-表示高能级核数在 Bo反方向的矢量和，因低能级核数略多于高能级，所以M + M - , M + M- 方向相反，所以系统出现平行于Bo的净磁化强度 Mo,用黑箭头表示，见图 6-2 （ b ）。由于M +、M -的位相分布是均 匀和对称的，它们在XY平面上的投影互相抵消，所以在垂直于Z轴方向上的分量，量Mxy就等于0，也就是说系统在平衡态时的核磁化强度矢量M0就等于纵向分量&6-2 （ a ）是把系统O点，由于核进动位相分即横向分Mz。w.Hl，%(W绕Z轴旋B1就在X 丫与Bo方向相反。当B1在XYZ坐 3旋转，若旋转电磁场（图3图6-2核系统核磁矩矢量和设固定坐标系统

6、 XYZ的Z轴和旋转坐标系统 X Y Z的Z轴重合，X Y 转，当在Z轴方向施加一个静磁场Bo ,同时又引人一个旋转电磁场，它的磁矢量轴上，角速度矢量3的方向沿着Bo相反的方向，即3/ 标系统中以角速度 3旋转,X Y Z坐标也以相同的角速度 3旋转，若旋转电磁场（图 6-3 ） 的圆频率3等于核系统磁化强度矢量M的进动频率3 0,即此时静磁场 Bo与3/y完全相互抵消，只剩下在 X轴上的磁场B1,又叫有效磁场。= /Bo（ 6-4 ）此时X Y Z坐标系统中的B1;就相当于是作用在 M上的静磁场，所以M又绕着B1 场进动，其进动的角速度Q = Y B1 （ Q为单位时间内 M矢量在X Y Z

7、坐标系统中旋转的角度），即(6-5)式中0表示在tp时间内M绕B1转过的角度。图6-3 旋转磁场的运动由上可见，只要在 Bo的垂直方向施加一旋转磁场B1 ,核磁化矢量 M与静磁场Bo方向的偏转角就要不断增大，见图6-4 ( a )。增大的速度取决于6-4时间和强度使 M转动一个角度0 ( 0角射频脉冲见图6-5 ( b )。则称为司n /2脉冲，见图B1与tp。如果射频脉冲的持续(b ) )。M正好转到XY平面上,M的运动，这时从XYZ坐标系统来看角速度绕Bo进动，其总的运动就呈现如图 的螺旋线，这是一个吸收能量的过程。M以Q的角速度绕石B1进动的同时，又以3的6-5 (a )的锥形转动，由

8、M的顶端划出一个球形图6-5 n 72一射频脉冲二、弛像过程与自由感应衰减信号核系统在平衡状态时，其磁化强度矢量 M在Bo方向的分量Mz=Mo而在XY平面上的横 向分量Mxy=0。如果在Bo垂直方向施加一激发脉冲，Mo就要偏离平衡位置一个角度，因而处于不平衡状态；此时 Mzm Mo o MxyM 0，当激发脉冲停止作用后，M并不立即停止转动，而是逐渐向平衡态恢复，最后回到平衡位置，这一恢复过程称为弛豫过程，这是一个释放能量 的过程。(6-6)假设分量 Mz,Mxy向平衡位置恢复的速度与它们离开平衡位置的程度成正比，于是这两 个分量的时间导数可写成d/T,(6-7)_djVf_ M剧 z ch

9、一公式中的负号表示弛豫过程是磁化强度矢量变化的反过程。解之得(6-8)(6-9)= Mq（1）式中Mxy（ max ）为弛豫过程开始时横向磁化矢量城 Mxy的最大值。TI、T2是因不同的 物质特性而异的时间常数。它们也是磁共振成像的重要参数。从式（6-8 ）和式（6-9 ）可知，恢复到平衡状态时 Mz Mxy是同时进行的两个过程，两个特征量 T1、T2具有时间的 量纲，称为弛豫时间。由图 6-6还可以看出，Mz Mxy）的恢复服从指数规律。1 .弛豫时间在弛豫过程中，原子核的自旋不断地与周围环境（晶格）进行着热交换，以达到能量平 衡。这个弛豫时间称为自旋 -晶格弛豫时间，即 T1 o因为这个过

10、程是以 磁化矢量在Z轴上的 纵向分量逐渐恢复为标志的，所以又称为纵向弛豫时间(a)图6-6 M的弛豫过程(a)自旋-晶体弛豫(b)自旋-自旋弛豫T1弛豫时间与核磁共振成像系统所采用的发射和接收频率，即拉莫尔频率有关，而拉莫 尔频率与静磁场有关，因而T1弛豫时间与成像系统静磁场Bo的大小有关。T1都有实验已证实组织中水的氢核在各种正常器官中或是正常组织与异常组织之间， 很大的区别，都有一定的Tl值范围。在弛豫过程中，自旋的原子核系统内部也在不断地进行着热交换，以达到能量平衡。这 个弛豫时间称为自旋-自旋弛豫时间，即 T2。在这个过程中，系统本身的能量不变。但由于 原子核同时受外加静磁场Bo和附近

11、核的磁矩影响，从而其进动频率稍有不同，且均匀地分布于XY平面上，矢量和等于零。这一过程是以垂直Z轴上的磁化分量由大变小最终为零为标志的，所以称为横向弛豫时间。由图6-6 (b)可见，T2定义为水平磁化矢量 Mxy减少到其最大值(90度脉冲作用后的 瞬时值)的37%时所需要的时间。在理想的均匀磁场中，所有核的进动频率都应是相同的，并一致地以外磁场为轴进动。 但是由于磁场均匀性很难做得十分理想，加之组织内磁核产生的局部磁场都会对进动中的核 产生影响，使各核磁矩以稍不同的频率进动。这种共振频率的分散性导致各小磁矩具有不同 的进动相位，从而引起水平磁化强度的衰减。般清况下，Bo空间不均匀性造成一般来说

12、，T2不受施加到组织上的磁场强度的影响。 的Mxy减小更明显，因而实际所观察到的是T2,即% 2 亠 (6-10)其中 Bo为Bo的偏差量。可见 Mxy在Bo不均匀的情况下衰减得更快。以上分析表明，Tl和T2参数反映了 H核与周围原子间的相互作用的程度大小，因而反映了物质的结构特性一H 核的分布和其周围的化学环境，这是磁共振成像揭示生物体生理、生化改变的物理基础。2 .自由感应衰减信号 FID只要施加于受检体的射频脉冲B1 ，存在时，核磁化矢量 M围绕B1 ;的进动角度 0平面上 轴方向Mxy在 相当于线圈内磁场方向的变化，于是在线圈两端感应出一个很小的电动势。便继续增大，M在义XY平面中将会

13、产生一个分量 Mxy，当射频脉冲关断以后，由于核自旋 之间和核自旋与晶格之间进行能量交换，产生纵向弛豫和横向弛豫，使核自旋从射频脉冲吸 收的能量又放出来。从宏观上看，M继续围绕Bo以3 = Y Bo的频率进动，但它在 XY的投影M xy随时间越来越小，最后等于零，其运动轨迹见图6 一 7。当在X或丫设有一接收线圈，这个线圈可以是发送射频脉冲的同一线圈或单独的接收线圈，由于 线圈轴线上转动，这个电动势就是 NMR言号，叫自由感应衰减信号(free in duct ion decay sig nal)。(fl)FID信号T1、T2决定，同时还与所研究区域的 P有关。FID信号是磁共振成像系统的信号

14、源。图6-7 n /2脉冲的FID信号的强度按指数规律衰减，其衰减快慢由 核自旋密度3. BIoch 方程和化学位移以上从核系统的Larrnor进动和弛豫过程说明了磁共振原理。但是应该强调指出，磁化 强度矢量M在RF场作用下发生自旋翻转和弛豫是同时进行的两个过程。只要M偏离Bo场方向就有弛豫过程存在，在检测线圈中测得的磁矢量变化信号是该系统MR信号的宏观表现。而且RF场B1 一经开启，自旋翻转也就存在。 为了全面说明核磁共振和弛豫过程，下面给出Bloch方程的数学表达式。Bloch方程的微分形式为- 一 Mr 丿丁2 + yMRo +出 1 （t） anorf帀产-JW/C-MHo 亠 MB

15、(6-11卑令（帆或fl应-yM屮）其中Mx My、Mz分别为磁化强度矢量 M在X、Y、Z轴上的投影。方程组说明了处于 静磁场Bo中受到RF激励的原子核系统具有的弛豫过程的规律。Bo场作用产生Larmor进动,方程中的第二部分精确描述了这一特点。RF场作用使核系统产生共振吸收，同时产生弛豫过程。式（6- 11）全面描述了核系统的状态。除了核系统中的核密度，弛豫时间T 1、T2外，影响MR信号检测的因素还有化学位移、流体的流速等。所谓化学位移是指在不同化学环境中的相同原子核在外磁场作用下表现出稍 有不同的共振频率的现象。在分析原子核进动过程中，已证明对同一种原子核共振频率是一定的。如果固定电磁波

16、 发射频率，当调整到同一磁场强度Bo时都应发生共振吸收，但实际情况并非如此。当把某一化合物放人磁场中将发现，在信号检测分辨力十分高的情况下，不同种类化学键上的原子 会产生不同频率的磁共振信号。这是因为原子核不是孤立存在的，而是被核外带磁性的电子 层所包围。也就是说，某些原子核具有不同的电子环境，围绕着原子核旋转的电子不同程度 地削弱了施加在自旋或进动着的原子核上的磁场强度（图6-8），若固定外加磁场的大小，周围电子云较薄的氢原子经受的局部磁场强度Bo较高，根据Larmor公式，它的共振频率；较高；电子云较厚的氢原子的局部磁场强度Bo 较弱，它的共振频率也较低。原子核的电子环境不同，核外的电子结

17、构也不同，由此而产生的磁屏蔽的强度也有所不同。用5表示电子云对磁场强度减弱的作用。当然也可以固定 RF电磁波的频率 0，若要满足Larmor关系,就要使外加磁场稍微增加一些，以克服电子云屏蔽的影响，才能达到共振。受核外电子云影响所产生的有效磁场强度可用式（6-12 ）表示：B 楠（6/2） 式中吝又称为W蔽常数或化学位移常数.曲电位为lO-E至10 在外加繼场为2.了丁时，氧 原子闵电子坏境车同所引起的化学移位均为儿百蚌歳，抿6 Lanwr公式，由于化学位移对共 振頻率产生的影响为(6-13)tj = ZffaCl - 图6-10 xy平面内两点A、B在梯度磁场作用下产生的自旋回波信号及其傅里

18、叶变换结果GyZ方向梯度场作用下选择层面 Z与RF带宽之间的关系图6-11三维被检体在（二）、投影重建可以利用如X线-CT同样的反投影重建方法，通过改变梯度磁场的方向，获得若干组FID信号的频率值和幅度值，通过反投影即可重建图像。设被检体某断层如图 6-12所示，被检体在该特定平面上的空间像素分布为(x , y),在X方向加人梯度磁场 Gx，该梯度磁场与X轴的夹角为0。在梯度场内各点的磁场强度 不同，沿梯度方向分布的组织的共振频率不同，由于共振频率3正比于磁场强度，于是得到(6-18)XOY坐标系是在的投影曲线的横坐标(3 )就和其沿梯度的位置一一对应。对于恒定的梯度磁场，只要适当 选取投影共

19、振曲线横坐标轴的尺度，就可以实现这一对应。这时检测到的共振信号的投影数 据强度P (x, 0 )将与对应于3的X处物体质子密度沿 丫方向的积分相等。由图可见xoy坐标系固定在受检体上，而XOY坐标系与梯度场同方向,xoy坐标系基础上旋转 0角。因此根据坐标变换有X = Xoos0 - Ysinry= Xsin + Yoos(XoosS - KsintXsin + yco6)dy因此，式(8-16)表示的E方向的投影数据可写为(6-19)P( x , 0 )投影信号是检测到的MRI沿0方向的分布。尽管由于梯度场的作用，P(x , 0 )与一定的共振频率相对应，但检测到的投影信号只是0角和时间t的

20、函数。为了求出投影信号与对应频率的关系.进行二维傅里叶变换。其傅里叶变换表达式为F(W 育)=Ffwco&fi, wain- (6-20)在上式中，为了说明梯度场的变化对投影信号傅里叶变换的影响，引人了( 参数，(, ?)与田和口的关系如图 6-12 所示。由式(6-18 )可知，P ( x , 0 )给出了物体自旋分布沿 X方向的一维信息，但没有给 出丫方向的自旋信息分布，因此从投影信号.P(x , 0 )还不能还原出物体的质子分布 ( x , y)。为此，需要使梯度场旋转一系列角度，再重复如上过程，就可以得到一系列的 P1 ( x , 0 ),P2 (x, 0 ) 投影曲线。当获得的投影曲

21、线足够多时，通过对每条投影曲线的傅里叶 变换F ( , ?)再进行傅里叶反变换即可获得整个物体的质子分布 所需要的图像。对(6-20)式取得傅里叶反变换的表达式为f Ey 2 点F( F诃卅3叫駁耳 , ?)坐标f(x , y)，就得到了(6-21)利用图6-12所示的坐标变换将式(6-21)改写为极坐标形式有 X+ ?y = 3 X (因为 x = X cos =3 cos 0 , ?= 3 sin 0 ),因此 ej( x+ ?y)=ejmx。式P ( x , 0 ),梯度场每旋转一个角度 x，通过如上的二维傅里i ( x , y )，这如同X线一 CT成像中某一方向投影信 0后，每一次反

22、投影的图像 i f( x , y)图像。当然，这样形 同样可以在MR图像重(6-22)0 -Ysin 0 , (6-22 )表1 加fg沪命J十F(E诃)【咖W血册,M式(8-20)代人上式则有f(工二厉寻J申P(応疋)4血|曲|4(1曲曲上式由直角坐标系转变为极坐标系时利用了 y = Xsin 0 十 Ycos 0 , 明，利用测得的投影信号 叶反变换就得到一幅质子分布图像 号的反投影形成的均匀涂抹图像。当梯度场旋转了足够次的(x , y )叠加起来(即对d 0取积分)就得到了所需求的 成的MR图像也存在着 X线-CT反投影重建图像中存在的伪像问题, 讥 7C =VM 广ft岛fly* J%

23、J /CX（furf Yg 畑畑咖丫建中先选择适当的滤波函数对投影信号卷积，以消除简单反投影引起的图像模糊现象。X图6-12 投影重建图像原理MR的二维傅里叶变换成像法基本内容是：通过Z方向的RF脉冲激励选择层面，为了区分层面内各个像素，再利用层面XY方向加人的梯度场对 X、Y方向像素进行编码以获得FID信号（或称投影信号），经二维傅里叶反变换获得像素的质子密度，TI、T2弛豫时间的空间分布，进而重建 MR图像。设静磁场为Bo沿轴方向分布，人体长轴与静磁场Bo方向平行。欲选择的层面为横断面时，梯度磁场应取Z方向分布。当欲选择的层面为矢状断层时，层面选择梯度磁场应取 Gx分布；当选择的层面为冠状

24、断层时，层面选择梯度磁场应取Gy分布。1 .相位编码和频率编码MR数据采集是通过逐次改变 x方向梯度场的扫描角度得到一组FID信号，再经傅里叶反变换得到选择的层面内每个像素的质子密度分布而重建图像。在二维傅里叶变换成像方法 中是以相位编码和频率编码来实现这种旋转扫描的。所谓相位编码（Phase encoding ），就是利用梯度磁场造成各个像素的体积元的质子进 动相位不同，以相位差标定各像素体积元的空间位置。当引起共振的射频脉冲终止后，由于 受激励的层面磁场的不均匀性和相邻磁核产生的小磁矩的影响，以相同频率共振的磁矩可能 会有不同的进动方向，即相位差。利用某方向施加的梯度场对体素磁化强度的这种

25、相位特点 进行编码，实现各体积元的位置识别，这就是相位编码的含义。现假设每个体素的磁化强度相同（矢量幅度相同），每个磁化矢量都以相同的频率进动。开始时各矢量相位相同（都朝上），因此，所有体素都产生相同的MR信号。当加人y方向梯度磁场后，处于上部的体素比处于下部的体素经历更强的磁场，从而导致上部各磁化矢量比 下部磁化矢量有更快的进动频率，因此，各磁化矢量之间将产生相位差。由此而产生的相位 变化与磁场矢量在垂直方向（y）上的位置有关。该梯度磁场作用时间很短。当关闭梯度场后，所有体素再次置于相同的外磁场中，磁化矢量又以相同的频率进动，但各磁化矢量因梯度场 产生的相位移却保留了下来。从这个意义上讲，相

26、位编码是以梯度磁场对选择层面内各行间 体素的相位进行标定，实现行与行之间体素的位置识别的。相位编码的方向也是可以任意选 择的。选择相位编码的方向应考虑的主要问题是：运动产生的伪像和图像重叠失真。在每次数据采集周期中，相位编码梯度只瞬间接通。且在各数据采集周期中.施加的梯 度场的强度各不相同。这如同X线-CT采集数据运用的平移一旋转或旋转一旋转扫描方式的功能。在MR图像重建中，沿相位编码方向排列的像素个数决定了为实现重建图像所需的数|平亠rzGnn1据采集周期的重复次数。如果要得到一幅 编码方向)为128行，则数据采集周期必须至少重复 要因素。如果要得到某部位 n层图像，每个像素矩阵为 X n次

27、。二维图像的检测时间Td可由下式决定：Td =矩阵行数NyX激励层面数nx数据采集周期128x128个像素的二维图像，即图像矩阵(沿相位 这是影响磁共振成像速度的主 则数据采集周期必须重复128128 次。128 行,相位编码的梯度磁场增量的变化次数决定了图像矩阵的行数。of view, FOV即成像范围的二维几何尺寸)内矩阵的行数决定了每个像素的几何尺寸，如图6-13所示，因而也就决定了图像的空间分辨力(即空间两点像素的最小区分能力)，而检查时间正比于图像的空间分辨力。在确定的成像视野(field图号S 像素分6-13(c )iSSSSsSSI !*】JT3(a )无相位编码时从选择层面测得

28、的信号加入强梯度磁场的相位编码时测得的信号 t / SS (b )加入弱梯度磁场的相位编码时测得的信S (d)相位编码和频率编码结合将选择层面内的割开来，每个象素的几何尺寸由 x和 y决定可见，在二维成像方法中，相位编码只解决y方向的体素识别，x方向的体素识别还需加人x方向的梯度磁场来实现频率编码。所谓频率编码(frequency encoding )是利用x方向的梯度磁场沿x方向对组织体素进行位置标记的方法。频率编码的原理是：在射频脉冲激 励的同时，加人 x方向的梯度磁场。由于梯度磁场的作用，每个体积元内的磁化强度与相邻 体积元内的磁化强度具有不同的进动频率，从而产生的自由感应衰减信号的频率

29、也略有差别。图6-14 频率编码和相位编码对个体素磁化矢量的作用在二维成像技术中，由射频线圈接收到的MRI信号是受激层面内各体素产生的MRI信号的总和。各相邻体素间产生的MR信号的频率和相位存在着细微的差别，正是这种差别为图像重建创造了条件， 图6-14给出了频率编码和相位编码对选择层面内各体素的综合作用。在水平方向上的这种差别表现为磁矩的频率差，在垂直方向上表现为矢量的相位差。通过二维 傅里叶反变换可以适当地把各体素磁化矢量的这些差别分解出来，从而获得各体素元的共振 信息，并按检测信号的强弱给每个体素不同的灰度，这样就构成了一幅二维图像。2.K空间填充后的资料经傅立叶转换，重建出MRK空间为

30、MR图形原始资料的填充储存空间格式，图像。下图所示为典型的 K空间比如矩阵为256*256的图像需要采集256条相位编码线来完成 K空间的填充，每条相位 编码线含有全层 MR言息。K空间呈对称填充，但是 K空间的数据点阵与图像的点阵不是一一 对应的。填充 K空间中央区域的相位编码线决定图像的对比，填充K空间周边区域的相位编码线决定图像的解剖细节。如下图所示：K空间的填充形式有对称、循序填充和螺旋式填充以及放射状填充。3核磁图像傅里叶重建由傅里叶变换的性质和特点知：频率不同的信号经傅里叶变换后，可由它们在频谱图中 谱线的位置加以识别；而频率相同，相位不同的信号的傅里叶变换可由它们的谱线与坐标轴

31、的偏转角度加以区别。傅里叶变换的这些特点刚好适应了为MR信号采集设计的各种编码方式的解码需要。图6-15描述了平面内A、B两点图像由二维傅里叶变换方法得到的重建图像的主要过程。FID信号进行傅里叶变换将得到图（b）所示的频谱图。因为 x方向 所以各FID傅里叶变换的结果中都表现为3 Ax、3 Bx处的两条谱线。稍有不同，沿Gy方向得到的FID信号的频率相同，但相位不同，因 C）左侧的结果。对该结果再进行傅里叶反变换就得到了图（c）A、B在x方向的空间位置右侧（3Z方向梯度场Gx选定该成像平面，x方向加人梯度磁场 Gx认实现频率编码，y方向加人梯 度磁场Gy实现相位编码，y方向的相位编码为 n次

32、。图6-15 （ a ）为Gy变化时采集到的时 域FID信号谱，对每个 只有物体A、B两点， 由于相位编码使各 FID 此变换的结果得到图（ 的重建图像。由图可见，沿x方向进行的傅里叶变换识别出Ay、3 By）,从而决定了 A、B点的位置坐标。这就是二维傅里叶变换成像的基本原理。二维傅里叶变换成像的典型脉冲序列为90。脉冲后跟随一个180。脉冲。脉冲序列、FID信号的时序如图6-16所示。度磁场和产生自旋回波的扫描序列分类扫描序列，或称脉冲序列。简单说，是指为了产生磁共振图像数据，而施加的一系列射 频脉冲和梯度脉冲的时间顺序。临床上常用的序列大致分为两种：SE（自旋回波）、GRE（梯度回波）。

33、并由这两个基本序列引出若干变种。扫描序列分类：扫描序列分类自疑回波半傅立叶单快速e媲回陋CHASTE）様度回独CGRE快速自旋回渡CTGSEgre穂定状态敵相技术A J-J 1 ASSImsuictfl(FLASHY 穂定状态相干技术-CJssSSCDesstrufl回滅平面Ep(_nclEPIEpi_seEpl-eg快速梯度自疑回波(*PlIRJH 初的馄豐3ir-带反转恢复预备脉冲的SEtir-带反转恢复预备脉冲的TSEtgir-带反转恢复预备脉冲的tgsehir-带反转恢复预备脉冲的hasteepir-带反转恢复预备脉冲的epi由磁共振原理可知，接收线圈检测到的FID图6-15 XY平面

34、内A、B两点的二维佛里叶变换实现 MR原理图 有的扫描序列加有一个反转恢复预备脉冲：例如：(6-23)Bo与Z轴同方向。K为常数，它取决 即受检体进人磁共振扫 2是T2的函数。质子密 有时也写成 N ( H )。Bloch方程描述的弛豫信号的强度与下列因素有关，即质子密度T1弛豫时间和T2弛豫时间。检测到FID信号的强度变化反映了受激组织磁化强度矢量M在弛豫过程中的变化规律。磁化强度矢量M的变化规律由下式表示：该表达式以z轴方向为层面选择方向，静磁场 于接收线圈的灵敏度和机器的电子电路。Mo为磁化矢量的初始值,描机之后，射频脉冲作用之前的平衡磁化矢量，1是T1的函数，度的信息包含在 Mo中(单

35、位体积内自旋质子越多 Mo越大)，Mo如将M在纵向弛豫过程和横向弛豫过程的变化分开来讨论。由 过程可改写如下：(6-24 )其中城Mx( 0 ) 面内的分量。自何诫伯号90*1 M1少JLt层超押6ill*wVG,Signal 敏撫釆寒Gy频率编码Gx及其与射频脉冲和回波信9rFIDEcto图6-16二维傅里叶变换成像方法中层面选择，相位编码的时序rJ1 .反转恢复法反转恢复法(in version recovery, IR )是以 180 面的质子平衡磁化矢量翻转180 ,并在磁化矢量恢复期其后检测PID信号的一种脉冲序列。这种方法是获得 T12 .自旋回波法和部分饱和法RF脉冲做为激励脉冲

36、，使选择层 (弛豫过程中)加人90检测脉冲, 加权图像的常用脉冲序列。胚&)=陋(0) -M知=( 6-25 )和Mxy(max)分别表示弛豫开始时(t = 0 )磁化矢量在Z轴和XY平自旋回波法（spin echo，SE ） SE 序列是临床 MR成像中应用最普遍的脉冲序列之一。所谓自旋回波法是以 90。脉冲激励平衡状态的磁化强度矢量翻转到XY平面，然后以180反转脉冲使 Mx倒相180，如果将90脉冲激励后所测到的FID信号的时间为TE,经过回波时间TE/2检测重新聚积的磁化矢量Mxy产生的FID信号的方法。）是利用90部分饱和法（Partial saturation , PS渐恢复，经过

37、一段时间后， 再次加人90。脉冲， 可因被检组织弛豫特性的不同既可以检测T13 .快速成像脉冲序列激励脉冲使平衡磁化倾倒并逐检测弛豫过程的 又可以检测T2 ,FID信号的方法。部分饱和法 有时也称为反复 FID法。至今日，MR对心脏、血流的成像已成为可能。临床常用的快速成像序列有.RARE （rapid acquisition with relaxation enhancement） 序歹U 该序歹U与 SE 多回波序列有类似之处，都是采用90 - 180 - 180 的自旋回波形式。不同之处在于RARE序列在单个90 - 90 即TR期间使用的多个180 脉冲分别与相位编码对应，而常 规SB

38、多RARE序列大大减少了数据采集的时间。）梯度回波序列是在 SE基础上发展起来的。与常一、梯度回波序列使用的第一个脉冲小于90，因此，接受此脉冲后,回波序列是90 脉冲与相位编码对应。因此，梯度回波序列（gradient echo , GE规SE序列不同的是：质子在纵向上的磁化矢量仍保持较大值，磁化矢量在纵向上恢复到平衡位置所需的时间也明 显较SE序列短，故可有效地缩短 TR时间；二、梯度回波序列不是使用180 脉冲使横向磁矩同相位化（聚焦），而是加上与层面选择梯度反向的梯度实现上述目的产生回波信号；三、梯度回波序列回波时间 TE明显缩短，减少了数据采集时间。梯度回波序列主要是 FLASH序列

39、和FISP序列。FLASH序列有时也称快速小角度翻转脉冲序列，其脉冲形式及编码时序如图6-17所示,其特点是：%111(G1 _i fI f J11.U-/1 (图6-17 FLASH序列脉冲激励与梯度场的排列时序在梯度回波后，在层面选择梯度方向上再加一“干扰梯度”，使残留的质子横向磁矩在下次RF脉冲到来之前完全失去相位同步； 因TE、TR短，图像具有T1加权的特性； 因TE时间极短，使多平面成像成为可能； 当翻转角为90。时，FLASH序列类似于SE序列；当选择的TR较长并与普通的SE序列类似时，因FLASH的翻转角小，质子的横向磁矩 显然比普通SE序列要小，经TR之时间后产生的回波信号比S

40、E序列弱。FISP序列的脉冲激发及梯度开启方式如图6-18所示，该序列与 FLASH序列完全不同而FlSP序FlS P序列所接收的 MR信号强度取之处是：FLASH序列在回波之后给予一个“干扰梯度”以消除横向磁矩的同步性， 列却给予一补偿梯度，使相位达到更大限度的同步，故决于质子横向磁矩在获得补偿梯度之前是否相位失同步及其失同步的快慢（T2）和质子接受补偿梯度后横向磁矩的同相位化程度。一般来说，T2越长，质子相位聚集越完全， 所得的MR信号则越强。JL4 1 _I n 图6-18 FLSP序列脉冲激励与梯度场的排列时序若TR很长，对FISP序列而言，因下一次脉冲到来时无横向磁矩， 其效果类似于

41、FLASH 序列中人工加人一个“干扰梯度”所造成的横向磁矩的相位失同步作用。此时的FISP序列基本等同于FLASH序列。FISP序列的信号若TR缩短，以使T2衰减较少而保留有较多的同相位化横向磁矩时，强度则明显高于 FLASH序列。因此可以说， FISP序列对长T2值的组织显示较 FIASH好。 同样，因FISP序列最大限度地考虑了组织的横向磁矩及其衰减的情况，因此对T2值较长的组织显示较好。FLASH技术采用的翻转角为 10。至45。，回波时间约10毫秒左右，所采取的重复时间 TR可降低至20毫秒，在该段时间内完成层面选择、相位编码和数据采集三项工作，256 x256图像所需时间约为 5秒。

42、(四)、核磁图像加权MR参数T 1、T2或N ( H )。如部T1、T2、N ( H )，就可再由固有参MR图像中主要以Tl 、T2和N ( H )为参数进行成像，实际上是利用脉冲序列中的各 种参数如TR、TE、T 1，调节MR信号的采集过程而成像。图像合成的基本想法是：在收集 成像数据中，按照可调脉冲时间参数的组合形式计算出 分饱和法时所做的那样。只要能逐点计算出固有参数( 数生成基本图像。这样得到的图像与脉冲序列可调参数无关，因为图像每个点的亮度只代表 该组织的T1、2或N ( H )值。设图像由一系列像素组成，对应时间Ta、Tb、Tc和Td得到四幅图像(图 6-19 )，图中第i J像素

43、坐标的信号强度为民叩MH)血u(6-26)I / T2ij。的直线，将 n 值。按照这种方法可以推T 1 ;图像和质子密度图将上式变换为其中K二仃尺 T2ij , N ( H ) ij )。上式是斜率为一 个数据点值代人上式计算该直线方程，就可以解出像素ij 的T2算出所有其他像索的 T 2值，从而得到T2图像。同样也可以选用不同的 TR值，获得两幅或更多的图像，推算出像。图6-19 ( b )为计算出的T2 :图像和质子密度图像。基本图像除了具有研究意义外， 在临床中也有实际意义。用这种方法可以得到质量较好的图像质量。由于个别图像噪声和伪差的影响，由以上方法计算所得的NH ) , T1 和T

44、2常常是不够准确的。因此，常从 6-19幅图像中获得原始数据，用指数最小平方回归(如上所述)， 多点拟合迭代等数学方法计算N ( H ) , T1和T2图像。从统计学观点看，采用的图像越多，噪声越低。但实际上由于受检者在检查时不可能保持静止不动，采用的图像越多，呼吸、心 脏跳动和大血管的搏动的带来的噪声也越多。经过计算得到的 N ( H )、T1和T2的图像应和所采用的扫描方法没有关系。实际上却 很难对不同MR成像系统所产生的 Tl和T2值进行比较，其中一个主要因素是外加磁场影响， 磁场强度的不同会导致不同的计算结果，尤其是Tl弛豫时间常常因外加磁场强度的增加而延长。利用各种脉冲序列得到的MR

45、图像基本上是加权图像，采用脉冲序列所测得的信号强度为(重写式(6- 23 ):通过调节序列中的脉冲间距，就能改变和2的影响程度。如果较小的T1改变能导致较大的 1值改变，则信号强度S的大小主要取决于组织间Tl的差别，这种图像称为 T 1加权(T1-weighted )图像；同样，当图像对组织间T2差别较敏感时，称为，T2加权(T2-weighted )图像；如果图像对T1和T2都不敏感，其对比度仅仅取决于组织间质子密度的差别，这种图像称为自旋密度图像。z 丁工ChJMflCT,)图6-19从四幅回波图象通过逐点计算出T2图象和质子密度图象的原理示意图（a）T2图象 （b）质子密度图象在脉冲序列

46、中，由操作者改变的参数有T； TE和TF。通过对这些参数的选择，可以得到不同性质的加权图像。如常用的反转恢复（IR）序列可以通过 T1的选择实现T1加权。T1较短时，不同T1值的组织纵向恢复值差异较大，因此信号强度对组织 T1的依赖性较强。在图像中T l的权重占主导地位，这就是加权的概念。对于IR序列，当T1较长时，信号强度又主要与质子密度有关，因此，得到的图像又变为质子密度图像了。（五）、扫描序列命名规则：Siemens常规命名：（加权_）序列名_参数Free In duct ion Decay自由感应衰减Spin echo seque nee自旋回波Gradie nt Echo Seque nee梯度回波Turbo Spine Echo快速自旋回波Echo planar Imag ing回波平面成像Half Fourier Sin gle shot Turbo Spin echo半傅立叶单次激发快速自旋回波Turbo Gradie