zunia.vn

Tuyển sinh 2024 dành cho Gen-Z

zunia.vn

» Luận Văn - Báo Cáo

» Điện-Điện tử-Viễn thông

Luận văn - Mô phỏng nguyên lý hoạt động của thiết bị chụp cắt lớp CHTHN bằng phần mềm Mallab

Chia sẻ: 986753421 986753421 | Ngày: | Loại File: PDF | Số trang:75

Báo xấu

266
lượt xem 76
download

Download Vui lòng tải xuống để xem tài liệu đầy đủ

Tham khảo luận văn - đề án 'luận văn - mô phỏng nguyên lý hoạt động của thiết bị chụp cắt lớp chthn bằng phần mềm mallab', luận văn - báo cáo, điện - điện tử - viễn thông phục vụ nhu cầu học tập, nghiên cứu và làm việc hiệu quả

Chủ đề:

Bình luận(0) Đăng nhập để gửi bình luận!

Lưu

Nội dung Text: Luận văn - Mô phỏng nguyên lý hoạt động của thiết bị chụp cắt lớp CHTHN bằng phần mềm Mallab

Luận văn Mô phỏng nguyên lý hoạt động của thiết bị chụp cắt lớp CHTHN bằng phần mềm Mallab
LUẬN VĂN TỐT NGHIỆP TRƯỜNG ĐẠI HỌC BÁCH KHOA TP.HCM CHƯƠNG II: CƠ S NGUY L HO TĐ G C A THI T B CH P C T L P CNG HƯ NG T H T Ở ÊN Ý Ạ Ộ Ủ N Ế Ị ỤẮỚỘ Ở ỪẠ NHÂN 2.1. Giới thiệu về lịch sử phát triển của chụp cắt lớp cộng hưởng từ hạt nhân: Chụp cắt lớp cộng hưởng từ (Magnetic Resonance Imaging-MRI) là một kỹ thuật tạo ảnh thường được sử dụng chủ yếu trong y học chẩn đoán để tạo ra các ảnh có chất lượng cao về cấu trúc bên trong cơ thể của con người.MRI dựa trên cơ sở nguyên lý cộng hưởng từ hạt nhân (Nuclear Magnetic Resonance-NMR),một kỹ thuật phân tích phổ sử dụng trong nghiên cứu khoa học để thu được các thông tin vi mô về cấu trúc vật lý hay hóa học của các phân tử.Từ cuối những năm 70 của thế kỷ trước,kỹ thuật này ít được gọi là chụp cắt lớp cộng hưởng từ hơn so với tên gọi là chụp cắt lớp cộng hưởng từ hạt nhân (CHTHN).MRI ban đầu được sử dụng làm một phương pháp chụp cắt lớp,tức là tạo ra một ảnh tín hiệu NMR trong một lớp cắt mỏng xuyên qua cơ thể con người.Ngày nay,MRI đã được mở rộng từ phương pháp chụp ảnh lớp cắt thành phương pháp chụp ảnh khối thể tích. Quá trình phát triển của MRI bắt đầu từ những năm 50 của thế kỷ trước Felix Bloch và Edward Purcell,hai nhà khoa học được giải Nobel vật lý năm 1952 đã phát hiện ra hiện tượng cộng hưởng từ độc lập với nhau từ năm 1946.Trong thời kỳ từ năm 1950 đến 1970,NMR đã được phát triển và sử dụng cho phân tích phân tử vật lý và hóa học.Vào năm 1971,Raymond Damadian chỉ ra rằng thời gian dãn hồi (hay thời gian hồi phục) từ nguyên tử của các mô và khối u khác nhau,từ đó thúc đẩy các nhà khoa học nghiên cứu ứng dụng cộng hưởng từ trong chẩn đoán bệnh.Năm 1973,Hounsfield giới thiệu máy chụp cắt lớp vi tính (Computer Tomography-CT) trên cơ sở vật lý của tia X-quang .Đây là thời điểm quan trọng đối với MRI bởi vì các bệnh viện đã sẵn sàng bỏ ra những khoản tiền lớn để đầu tư cho thiết bị chẩn đoán trong y học.MRI lần đầu tiên được chứng minh trong một mẫu ống thử nghiệm nhỏ bởi Paul Lauterbur,trong cùng năm này ông sử dụng kỹ thuật chiếu ngược tương tự như trong CT.Năm 1975,Richard Ernst đề xuất MRI sử dụng việc mã hóa pha và tần số và biến đổi Fourier,kỹ thuật này là nền tảng của kỹ thuật MRI hiện nay. SVTH:NGÔ ĐỨC NGỌC -1-
LUẬN VĂN TỐT NGHIỆP TRƯỜNG ĐẠI HỌC BÁCH KHOA TP.HCM Một vài năm sau đó,vào năm 1977,Raymond Damadian trình bày phương pháp MRI toàn bộ cơ thể.Cũng trong năm đó,Peter Mansfield phát triển kỹ thuật chụp ảnh hai chiều tiếng vọng (Echo Planar Imaging-EPI).Kỹ thuật này được phát triển những năm sau đó để chụp ảnh được ở tốc độ thu hình (30ms/ảnh).Edelstein tiến hành chụp ảnh cơ thể theo phương pháp của Ernst vào năm 1980,một ảnh đơn có thể thu nhận được trong khoảng 5 phút theo kỹ thuật này.Năm 1986,thời gian chụp giảm xuống còn 5 giây mà không giảm nhiều về chất lượng ảnh.Cũng trong năm này,người ta phát triển kính hiển vi sử dụng NMR,cho phép thu được độ phân giải 10µm trên một khoảng xấp xỉ 1 cm.Vào năm 1987,phương pháp chụp ảnh hai chiều tiếng vọng được sử dụng để chụp ảnh chuyển động thời gian thực của một chu kì nhịp tim đơn.Cũng trong năm này,Charles Dumounlin đã hoàn thiện kỹ thuật chụp mạch cộng hưởng từ (Magnetic Resonance Angiography-MRA),cho phép chụp ảnh dòng chảy của máu mà không cần dùng chất tăng tương phản (chất đối quang).Năm 1991,Richard Ernst đã thành công trong MRI và NMR dùng biến đổi Fourier xung và được nhận giải Nobel về hóa học.Năm 1993,MRI chức năng (Function MRI- FMRI) được phát triển,kỹ thuật này cho phép khảo sát về chức năng của các vùng khác nhau trong bộ não người.Những năm gần đây,nhiều nhà chẩn đoán muốn phát triển các ứng dụng chủ yếu của kỹ thuật chụp hai chiều tiếng vọng vào chụp tim thời gian thực.Sự phát triển của FMRI mở ra một ứng dụng mới cho EPI về chụp ánh xạ chức năng các vùng của bộ não đáp ứng kiểm tra tư duy vận động của dây thần kinh.Năm 1994,các nhà nghiên cứu của Đại học quốc gia New York tại Stony Brook và Đại học Princeton trình bày phương pháp chụp ảnh nhờ khí Xenon để nghiên cứu hô hấp.MRI thực sự là một lĩnh vực khoa học rất mới nhưng không ngừng phát triển và lớn mạnh 2.2. Hiện tượng cộng hưởng từ hạt nhân Hiện tượng cộng hưởng từ hạt nhân là sự tương tác có chọn lựa của các hạt nhân nguyên tử đặt trong từ trường không đổi với thành phần từ tính của sóng điện từ đi qua. Hiện tượng này chỉ có thể khảo sát chính xác trong cơ học lượng tử.Điều này khá phức tạp và không cần thiết ở đây trong khuôn khổ của luận văn chỉ hạn chế đề cập tới một số nội dung cần thiết có liên quan đến nguyên lý hoạt động của thiết bị chụp cắt lớp CHTHN. SVTH:NGÔ ĐỨC NGỌC -2-
LUẬN VĂN TỐT NGHIỆP TRƯỜNG ĐẠI HỌC BÁCH KHOA TP.HCM Hạt nhân các nguyên tử đều có tích điện. Hạt nhân nguyên tử của một số nguyên tố hoá học (không phải tất cả các nguyên tố hoá học) có mômen động lượng riêng (mômen spin từ). Sự quay của hạt nhân với điện tích dương dẫn đến sự xuất hiện từ trường được đặc trưng bởi mômen → từ m p và làm cho hạt nhân nguyên tử có thể được coi như một lưỡng cực từ. Mômen từ này được xác định theo công thức sau: → → mp = γ L (2.1) Hình 2.1: Biểu diễn của mômen từ trong không gian Trong công thức trên, hệ số tỷ lệ γ được gọi là hệ số từ giảo hay hệ số hồi chuyển từ của mômen quỹ đạo. Đối với proton (hạt nhân của nguyên từ Hydro) thì: e− γ= (2.2) 2m p Ở đây e - = -1,6.10-19 C (Điện tích của điện tử). mp= 1,67.10-27 kg (Khối lượng Proton ). → L là mômen động lượng của hạt nhân. Khi không có từ trường ngoài, các lưỡng cực từ định hướng bất kỳ trong không gian. Khi đặt một mẫu vật chứa các hạt nhân nguyên tử có mômen từ riêng (chẳng hạn như hạt nhân nguyên tử H → chứa một proton) vào một từ trường không đổi Bο , thì các lưỡng cực từ sẽ được định hướng → chủ yếu theo hướng của từ trường này và làm xuất hiện vector từ hoá M (t) của một thành phần thể tích (voxel) được xác định như sau: SVTH:NGÔ ĐỨC NGỌC -3-
LUẬN VĂN TỐT NGHIỆP TRƯỜNG ĐẠI HỌC BÁCH KHOA TP.HCM → → ∫ ∫ m dV → M= d mp = (2.3) p ΔV ΔV Thuật ngữ voxel được dùng ở đây là muốn nói đến một thành phần thể tích vô cùng nhỏ của mô ∆V, nhưng chứa đủ số lượng nguyên tử ( khoảng 1020 nguyên tử) để có thể sử dụng cách tiếp cận vĩ mô. Giá trị của từ hoá M của mỗi voxel tỷ lệ thuận với mật độ proton trong nó, giá trị này sẽ quyết định đến cường độ điểm ảnh trong ảnh cộng hưởng từ sau này. Khi không có từ trường r r ngoài thì M = 0 do các momen từ mP có hướng ngẫu nhiên. Khi không có từ Khi có từ trường ngoài B0 trường ngoài N M Z B0 Y X S Hình 2.2: Trạng thái của mômen spin từ khi không có từ trường và có từ trường ngoài B0 → Như vậy vectơ từ hoá M chính là đặc trưng địa phương của các mômen spin từ, nó được xác định tại một điểm. Giá trị của nó có thể được tính một cách hình thức theo (2.3) bằng cách lấy giới hạn các biểu thức khi cho ΔV → 0 . → Xét trường hợp khi có thể bỏ qua các hiện tượng phân tán và giữa véctơ m p của mỗi lưỡng cực → riêng biệt với véctơ Bο tồn tại một góc nào đó. Trong trường hợp này lưỡng cực sẽ bắt đầu quay, phương trình mô tả chuyển động quay này có dạng như sau: SVTH:NGÔ ĐỨC NGỌC -4-
LUẬN VĂN TỐT NGHIỆP TRƯỜNG ĐẠI HỌC BÁCH KHOA TP.HCM → dL → → = m p × Bο (2.4) dt Như vậy từ công thức (2.1) và (2.4) rút ra: → d mp → → = γ m p × Bο (2.5) dt Phương trình này hoàn toàn tương đương với phương trình tiến động của vật rắn quanh một trục cố định khi có ngoại lực tác dụng. Tần số tiến động sẽ là: → ω0 = −γ B0 , Bο = Bο (2.6) Tần số ωο được gọi là tần số Larmor,tính chất quan trọng nhất của nó trong các bài toán chẩn → đoán là sự tỷ lệ thuận của nó với từ trường bên ngoài Bο . Rõ ràng là có thể điều khiển tần số tiến → → động ωο bằng cách thay đổi Bο . Chẳng hạn nếu để Bο phụ thuộc vào toạ độ thì có thể định vị các khu vực trong cơ thể với tần số xác định.Chuyển từ mômen từ của từng hạt nhân sang véctơ → từ hoá M tại điểm xác định trong không gian, ta có: ⎛i k⎞ j → ⎜ ⎟ dM → → = γ( M× Bο ) = γ det ⎜ M x My Mz ⎟ dt ⎜B Bz ⎟ By (2.7) ⎝x ⎠ → dM → → → = i γ ( M y Bz − M z By ) + j γ ( M z Bx − M x Bz ) + k γ ( M x By − M y Bx ) ⇒ dt Cho tới thời điểm này ta coi các quá trình là không phân tán. Tuy nhiên, từ thực nghiệm biết rằng do sự tác động tương hỗ của các nguyên tử với nhau và với trường bên ngoài nên sẽ có sự phân phối lại năng lượng, chẳng hạn như các chuyển động tiến động sẽ không thể tiếp tục bất tận. → Giả thiết véctơ Bο được hướng theo dọc trục Oz của một hệ quy chiếu thí nghiệm cố định. Khi này, thành phần theo trục Z của véctơ từ hoá là Mz có giá trị M0, thành phần này thường được gọi là véctơ từ hoá dọc. Thành phần Mx, My gọi là véctơ từ hoá ngang khi này bằng 0. SVTH:NGÔ ĐỨC NGỌC -5-
LUẬN VĂN TỐT NGHIỆP TRƯỜNG ĐẠI HỌC BÁCH KHOA TP.HCM → → Giả sử bằng một cách kích động nào đó véctơ M sẽ lệch khỏi véctơ Bο một góc. Khi lệch → → như vậy môđun véctơ M sẽ thay đổi. Như giả thiết trước đây véctơ Bο được hướng theo dọc → trục Oz (trục +Z) của một hệ quy chiếu thí nghiệm cố định Oxyz. Do đó việc lệch của M khỏi → → Bο có nghĩa là véctơ M có dạng: r → → → M = Mx i + My j + M zk (2.8) → d M → dM x → dM y → dM z ⇒ =i +j +k dt dt dt dt →→→ Ở đây ( i , j , k ) là các véctơ đơn vị của hệ toạ độ Đề-các cố định. → → → Khi không còn các tác động khác lên véctơ M ngoài trường bên ngoài Bο , véctơ M sẽ quay dần → về hướng véctơ Bο , sự quay về này còn được gọi là sự dãn hồi hay sự tiến động (chương động) và được đặc trưng bởi hai hằng số thời gian dãn hồi T1 và T2. Z Z Z Xung RF → B0 M → α M → M Y Y X X X Khi có xung RF 900 tác Khi không có Khi có xung RF tác xung RF động một góc α động Hình 2.3: Trạng thái của vectơ từ hóa khi có tác động của xung RF Hằng số thời gian T1 đặc trưng cho quá trình giảm về giá trị ở trạng thái cân bằng của thành phần Mz. Thời gian này được gọi là thời gian dãn hồi spin - mạng. SVTH:NGÔ ĐỨC NGỌC -6-
LUẬN VĂN TỐT NGHIỆP TRƯỜNG ĐẠI HỌC BÁCH KHOA TP.HCM Hằng số thời gian T2 đặc trưng cho quá trình dãn hồi về vị trí cân bằng của véctơ từ hoá ngang Mxy được gọi là thời gian dãn hồi spin - spin. Nhìn chung T2 ≤ T1. Véctơ từ hoá trong mặt phẳng XY trở về 0 trước khi véctơ từ hoá dọc tăng dần đến giá trị cân bằng. Một điểm cần chú ý ở đây là các hằng số T1 và T2 không phải là khoảng thời gian tiến động hoàn toàn về trạng thái cân bằng của các thành phần của vector từ hoá. Thông thường T1, T2 được lấy tại thời điểm khi thành phần từ trường dọc Mz tăng đến giá trị khoảng 63% giá trị ban đầu của nó, và thành phần từ trường ngang suy giảm còn khoảng 37% giá trị cực đại. Hình 2.4: Đường cong dãn hồi Bảng 2.1: Thông số thời gian T1(ms),T2(ms) và mật độ proton(%) của một số loại mô tại cường độ từ trường 1.5 Tesla Loại mô T1(ms) T2(ms) Mật độ proton( %) Mỡ 280 50 80 Methemoglobin 460 106 86 Chất trắng 510 67 54 Chất xám 760 77 62 Edema 900 126 77 U nang 1080 280 89 Dịch não tủy (CSF) 2650 280 89 Nước 4000 4000 100 SVTH:NGÔ ĐỨC NGỌC -7-
LUẬN VĂN TỐT NGHIỆP TRƯỜNG ĐẠI HỌC BÁCH KHOA TP.HCM Thông số ở bảng 2.1 được tham khảo từ “ Information About The Patient:Reference Phantom” của phần tham khảo số [5] Đây là một trong những thông số quan trọng làm cơ sở dữ liệu lưu trong file “matran.m” của phần mô phỏng quá trình kích thích và tạo giả tín hiệu CHTHN Kết hợp (2.7) và (2.8) và thực nghiệm quá trình dãn hồi có dạng hàm mũ theo thời gian ta nhận được phương trình: → → → → M x i + M y j (M z − M o ) k dM → → = γ M× Bο − − (2.9) dt T2 T1 Phương trình này mô tả vĩ mô hiện tượng tiến động của véctơ từ hoá có tính đến các quá → trình dãn hồi và được gọi là phương trình Bloch.Do Bο = const nên các phương trình (2.7) - (2.9) cho ta lời giải chính xác. Cụ thể đối với các phương trình (2.7) khi đặt điều kiện ban đầu: → → → = ( M o ,M o ,M o ) ; Bo = Bo k M (2.10) x y z t =0 → Lúc này các phương trình mô tả sự thay đổi của M theo thời gian được viết như sau: ⎧ dM x ⎪ dt = γBo M y ⎪ ⎪ dM y = − γBo M x (2.11) ⎨ ⎪ dt ⎪ dM z ⎪ dt = 0 ⎩ Lời giải của (2.11) có dạng sau: ⎧M x (t) = M o cos(ωo t) − M o sin(ωo t) x y ⎪ ⎪ ⎨M y (t) = M x sin(ωo t) + M y cos(ωo t) o o (2.12) ⎪ ⎪M z (t) = M z o ⎩ Thực hiện tương tự đối với phương trình (2.9) cho ta lời giải sau: SVTH:NGÔ ĐỨC NGỌC -8-
LUẬN VĂN TỐT NGHIỆP TRƯỜNG ĐẠI HỌC BÁCH KHOA TP.HCM ⎧ M x (t) = e − t / T2 (M o cos(ωo t) − M o sin(ωo t)) x y ⎪ ⎪ −t / T ⎨ M y (t) = e 2 (M x sin(ωo t) + M y cos(ωo t)) o o (2.13) ⎪ o − t / T1 + M 0 (1 − e − t / T1 ) ⎪ M z (t) = M z e ⎩ → Các biểu thức (2.13) mô tả sự tiến động điều hoà của véctơ M quanh trục Oz. Trong các công thức (2.13) có thể thấy rằng khi có sự phân tán các thành phần M x (t), M y (t) sẽ giảm dần tới không tại giới hạn, thành phần M z (t) tiến tới giá trị cân bằng M o theo quy luật hàm mũ :ở đây các phương trình Bloch (2.9) đã được xây dựng sao cho với các điều kiện đã mô tả có thể nhận được lời giải (2.13). Để ngắn gọn hơn ta đưa vào đại lượng phức: M xy = M x + iM y (2.14) Lúc này hai công thức đầu tiên của (2.13) sẽ có dạng sau : ( iω0t −t / T2 ) M xy (t ) = M xy e 0 (2.15) M0 = M x + iM y ≡ Aeiθ 0 0 Ở đây xy 2.3. Kích hoạt tín hiệu cộng hưởng từ hạt nhân Để kích hoạt sự tiến động của các hạt nhân với mục đích sau đó thu nhận tín hiệu CHTHN phát ra, ta sử dụng trường điện từ cao tần được định hướng một cách đặc biệt trong không gian. Giả sử véctơ dao động của trường này song song với trục Ox, hay chính xác hơn là → thành phần từ trường Bb (t) được mô tả dưới dạng: → → Bb (t) = 2B1 (t).cos(ωt) i (2.16) Lúc này có thể biến đổi (2.16) về dạng sau: ⎡ ⎤ ⎡ ⎤ → → → → → Bb (t) = B1 (t) ⎢cos ( ωt ) i + sin ( ωt ) j ⎥ + B1 (t) ⎢ cos ( ωt ) i − sin ( ωt ) j ⎥ (2.17) ⎣ ⎦ ⎣ ⎦ ( Thừa số 2 trong (2.17) được đưa vào để tiện lợi trong biến đổi ) SVTH:NGÔ ĐỨC NGỌC -9-
LUẬN VĂN TỐT NGHIỆP TRƯỜNG ĐẠI HỌC BÁCH KHOA TP.HCM Theo lý thuyết trường cao tần dạng trường (2.16) gọi là trường phân cực phẳng; biểu thức trong các ngoặc đứng (2.17) là các trường phân cực tròn và phân cực của trường trong ngoặc đứng đầu tiên là ngược với phân cực trong ngoặc đứng thứ hai. Một trong những trường phân cực tròn sẽ tác động tương hỗ với các hạt nhân (khi tần số ω trùng với tần số tiến động Larmor ωο ) có chứa mômen từ. Đây chính là bản chất của hiện tượng CHTHN.Giả sử hiệu ứng CHTHN được xác định bởi ngoặc đứng đầu tiên ta có biểu thức: → ⎡ ⎤ → → ~ Bb (t) = B1 (t) ⎢ cos ( ωt ) i + sin ( ωt ) j ⎥ (2.18) ⎣ ⎦ Được gọi là trường hiệu dụng,dưới đây tất cả các chỉ số và ký hiệu sóng đối với trường hiệu dụng sẽ được bỏ qua.Chúng ta sử dụng phương trình Bloch để xác định trường (2.18) tác động → như thế nào đến véctơ từ hoá M (t) .Trước tiên ta để ý rằng thông thường độ rộng của xung cao tần không vượt quá 2ms, trong khi thời gian dãn hồi ngắn nhất không ít hơn 40ms. Do đó đối với các khoảng thời gian không vượt quá 40ms có thể bỏ qua sự phân tán và sử dụng các phương trình (2.7) → dM →→ = γ M× B (2.19) dt Khi có trường cao tần, từ trường tác động sẽ có dạng sau: u r → → → B(t) = B1 (t)(cosωt) i + B1 (t)(sinωt) j + Bo k (2.20) Khi này, phương trình (2.19) có thể viết lại dưới dạng các thành phần như sau: ⎧ dM x ⎪ dt = γM y Bo − γM z B1 (t)sin(ωt) ⎪ ⎪ dM y = γM z B1 (t)cos(ωt) − γM x B0 (2.21) ⎨ dt ⎪ ⎪ dM z ⎪ dt = γM x B1 (t)sin(ωt) − γM y B1 (t)cos(ωt) ⎩ SVTH:NGÔ ĐỨC NGỌC - 10 -
LUẬN VĂN TỐT NGHIỆP TRƯỜNG ĐẠI HỌC BÁCH KHOA TP.HCM Đối với dạng quan hệ B1 (t) bất kỳ không thể xác định được lời giải chính xác cho hệ phương trình (2.21), tuy nhiên trong trường hợp khi: B1 (t) = B1 = const (2.22) có thể xác định được lời giải này. Giả thiết thêm là ω = ωo = − γBo và chuyển sang các hàm mới u, v bằng cách thế : ⎧u = M x cosωo t + M ysinωo t ⎪ ⎨ v = − M x sinωo t + M y cosωo t (2.23) ⎪ ⎩M z = M z → → Từ công thức (2.23) thấy rõ là đại lượng u bằng hình chiếu của véctơ từ hoá M lên trục i′ của hệ toạ độ Đề-các quay quanh trục Oz với tốc độ góc ωo , đại lượng v bằng hình chiếu của véctơ → → → → M lên trục j′ của cùng hệ toạ độ này ( k′ = k ). Thế biểu thức (2.23) vào phương trình (2.21) sẽ cho ta hệ phương trình đơn giản sau: ⎧du = 0 ⎪ dt ⎪dv ⎨ dt = γB1M z (2.24) ⎪ ⎪dM z = − γB1v ⎩ dt Theo các giả thiết đã nêu ở trên, có các điều kiện ban đầu sau: ⎧u =0 ⎪ t=0 ⎪v ⎨ t=0=0 (2.25) ⎪ ⎪M z = Mo t=0 ⎩ z → Ở đây M o - giá trị cân bằng của véctơ từ hoá M khi không có kích động cao tần. Lúc này ta sẽ có z lời giải của hệ (2.25) dưới dạng sau: ⎧u(t) = 0 ⎪ ⎨ v(t) = M z sinω1t o (2.26) ⎪ ⎩M z (t) = M z cosω1t,ω1 = − γB1 o SVTH:NGÔ ĐỨC NGỌC - 11 -
LUẬN VĂN TỐT NGHIỆP TRƯỜNG ĐẠI HỌC BÁCH KHOA TP.HCM →→→ → → → Như vậy trong hệ toạ độ di động ( i′ , j′ , k′ = k ) véctơ M(t) quay quanh trục i′ với tốc độ →→ góc ω1 và không rời khỏi mặt phẳng ( j′ , k ′ ) . Góc quay sau thời gian τ sẽ là: α = ω1 τ (2.27) Góc này thường được chọn bằng π/2 hoặc π bằng cách tạo độ rộng tương ứng cho xung kích động cao tần. Khi B1 = B1 (t) là xung với độ rộng hữu hạn τ, có thể xác định góc α theo công thức sau: τ α = − γ ∫ B1 (t)dt (2.28) o Kết quả này được thiết lập dựa trên phương pháp của lý thuyết các kích động. 2.4. Tín hiệu cộng hưởng từ hạt nhân Như chúng ta đã biết hiện tượng cộng hưởng từ hạt nhân xẩy ra khi một đối tượng được r r đặt trong một từ trường ngoài B0 với cường độ rất lớn và được kích thích bởi một từ trường B1 (t ) → dao động với tần số vô tuyến. Lúc này vector từ trường tổng cộng M sẽ quay quanh phương của r từ trường ngoài B0 . Sự quay này còn được gọi là quá trình chương động hay quá trình dãn hồi tự do. Sự thay đổi của từ trường M có thể được thu nhận bằng cách chuyển đổi nó sang dạng tín hiệu điện. Dựa vào định luật Faraday về sự cảm ứng điện từ thì khi một cuộn dây kín được đặt trong từ trường biến thiên trong nó sẽ cảm ứng một điện áp thay đổi với tần số bằng với tần số thay đổi của từ trường. Tín hiệu điện áp này chính là tín hiệu CHTHN, còn các cuộn dây dùng để thu nhận được gọi là các cuộn vô tuyến RF. Thực tế trong nhiều trường hợp các cuộn RF này được dùng vừa để kích thích xung vô tuyến, vừa thu nhận tín hiệu CHTHN luôn. Tín hiệu CHTHN cảm ứng trong cuộn thu có dạng sau: V (t ) = ∫ ω (r ) Br , xy ( r ) Mxy ( r , 0) e −t / T2 ( r ) cos [ω ( r )t + ϕ (r ) ] dr (2.29) Đối tượng SVTH:NGÔ ĐỨC NGỌC - 12 -
LUẬN VĂN TỐT NGHIỆP TRƯỜNG ĐẠI HỌC BÁCH KHOA TP.HCM Trong biểu thức trên cho thấy tín hiệu CHTHN phụ thuộc vào từ trường ngang Mxy (r , 0) , tần số tiến động Larmor ω (r ) và độ nhạy của cuộn thu Br , xy (r ) . Hình 2.5: Dạng tín hiệu cộng hưởng từ hạt nhân Tín hiệu điện áp CHTHN V (t ) là một tín hiệu điện áp cao tần bởi vì thành phần từ trường ngang chương động với tần số Larmor rất lớn (khoảng vài trăm MHz). Điều này gây ra một số vấn đề khó khăn đối với các mạch điện dùng trong các quá trình xử lý sau này. Trong thực tế để tránh vấn đề này, tín hiệu CHTHN thường được loại bỏ đi thành phần tần số cao nhờ phương pháp tách sóng pha, hay phương pháp giải điều chế tín hiệu. Quá trình giải điều chế được thực hiện bằng cách nhân tín hiệu CHTHN V (t ) với một tín hiệu hình sin chuẩn sau đó cho đi qua bộ lọc thông thấp để loại bỏ thành phần tần số cao. Quan sát hình vẽ và giả sử tín hiệu chuẩn có dạng, ta có: Hình 2.6: Sơ đồ phương pháp giải điều chế tín hiệu Tín hiệu ra sau bộ trộn( bộ nhân) sẽ có dạng : SVTH:NGÔ ĐỨC NGỌC - 13 -
LUẬN VĂN TỐT NGHIỆP TRƯỜNG ĐẠI HỌC BÁCH KHOA TP.HCM 2V (t ) cos(ω0t ) = ∫ ω (r ) Br , xy (r ) Mxy (r , 0) e−t / T2 ( r ) cos [ω (r )t + ϕ (r ) ] cos(ω0t )dr Đối tượng cos [ω (r )t + ω0t + ϕ (r ) ] dr (2.30) ∫ = ω (r ) Br , xy (r ) Mxy (r , 0) e − t / T2 ( r ) Đối tượng + ω ( r ) Br , xy ( r ) Mxy ( r , 0) e 2 cos [ω ( r )t − ω0t + ϕ ( r ) ] dr ∫ −t / T (r ) Đối tượng Loại bỏ thành phần tần số cao nhờ bộ lọc thông thấp ta được tín hiệu tần số thấp dạng: S(t)= ∫ ω (r ) Br , xy (r ) Mxy (r , 0) e− t / T2 ( r ) cos [ω (r )t − ω0t + ϕ (r )] dr (2.31) Đối tượng Ký hiệu độ lệch tần số Δω (r ) = ω (r ) − ω0 (r ) , ta có: ∫ [ω + Δω (r ) ] Br , xy (r ) Mxy (r , 0) e − t / T2 ( r ) cos [ Δω (r )t + ϕ (r ) ] dr S(t)= (2.32) 0 Đối tượng Thực tế Δω (r ) 0 và tần số âm Δω (r ) < 0 . Để giải quyết vấn đề này, cần dùng thêm một bộ giải điều chế với tín hiệu chuẩn đưa vào lệch pha 90 độ so với tín hiệu chuẩn trước 2sin(ωot ) . Như vậy việc giải điều chế tín hiệu CHTHN được thực hiện trên 2 kênh riêng biệt với 2 tín hiệu chuẩn có cùng tần số nhưng lệch pha nhau 900. Đây chính là phương pháp tách sóng pha cầu phương, khi đó tín hiệu ở đầu ra thứ hai có dạng: S(t)= ∫ ω0 Br , xy (r ) Mxy (r , 0) e− t / T2 ( r ) cos [ Δω (r )t + ϕ (r ) ] dr (2.34) Đối tượng SVTH:NGÔ ĐỨC NGỌC - 14 -
LUẬN VĂN TỐT NGHIỆP TRƯỜNG ĐẠI HỌC BÁCH KHOA TP.HCM Hình 2.7: Sơ đồ bộ tách sóng pha cầu phương Như vậy, phương pháp tách sóng cầu pha cầu phương ở trên cho phép tách tín hiệu CHTHN ra làm hai thành phần tần số thấp vuông góc với nhau thường được gọi là các thành phần thực và ảo ( S R (t ) và S I (t ) ). Hai thành phần này tương ứng với các thành phần Mx và My của vector từ trường M và được biểu diễn dưới dạng phức S (t ) = S R (t ) + iSI (t ) . Vậy biểu diễn toán học của tín hiệu FID có dạng: −t − i [ Δω ( r ) t + ϕ ( r ) ] ∫ Br , xy (r ) S(t)= ω0 T2 M xy ( r , 0) e e dr (2.35) Đối tượng Mặt khác ta có độ từ hoá ban đầu M xy (r , 0) tỷ lệ với mật độ proton ρ (r ) theo biểu thức: rr r M xy (r , 0) = ηρ (r ) (2.36) Ở đây η là một hằng số tỷ lệ. Khi đó tín hiệu FID có thể được biểu diễn lại như sau: −t (2.37) − i [ Δω ( r ) t + ϕ ( r ) ] ∫ S(t)= A.ρ ( r ).e .e T2 dr Đối tượng SVTH:NGÔ ĐỨC NGỌC - 15 -
LUẬN VĂN TỐT NGHIỆP TRƯỜNG ĐẠI HỌC BÁCH KHOA TP.HCM Với hệ số A = ωO * | Br , xy (r ) | Theo biểu thức trên ta thấy tín hiệu FID thu được sau bộ tách sóng pha cầu phương chính là biến đổi Fourier của mật độ proton của chất đang khảo sát trong đối tượng. Đây là một tính chất có ý nghĩa rất lớn của bộ tách sóng pha cầu phương vì dựa vào đây có thể tái tạo lại được ảnh mật độ proton trong một lát cắt đối tượng. TH FID t Hình 2.8: Tín hiệu suy giảm cảm ứng tự do FID Vì các quá trình xử lý để thu nhận các thông tin từ các tín hiệu FID đều được thực hiện bằng máy tính nên tín hiệu thu được ở sau bộ tách sóng cần phải được chuyển đổi sang dạng số (chuyển đổi tương tự –số) và được lưu trữ trong bộ nhớ của máy tính. Nhờ việc xử lý của bộ tách sóng cầu phương mà quá trình chuyển đổi tương tự – số này được thuận tiện hơn rất nhiều nhờ các yếu tố sau : - Bộ chuyển đổi A/D lúc này chỉ hoạt động với tần số lấy mẫu bằng một nửa so với việc biến đổi A/D tín hiệu gốc ban đầu. Điều này cho phép thiết lập các phần cứng hoạt động với tần số xung nhịp thấp có ý nghĩa trong việc tiết kiệm năng lượng và nâng cao độ tin cậy. - Bằng việc cho một tần số lấy mẫu nhất định ta có thể thu được các tín hiệu tương tự có dải tần rộng. -Việc xử lý cầu phương giúp cho quá trình biến đổi Fourier nhanh (FFT) trong thuật toán tạo ảnh sau này trở lên hiệu quả hơn do bao quát được một dải tần số rộng. - Dễ dàng xác định được giá trị biên độ và pha của tín hiệu trong quá trình giải điều chế và làm cho quá trình xử lý có tính kết hợp. SVTH:NGÔ ĐỨC NGỌC - 16 -
LUẬN VĂN TỐT NGHIỆP TRƯỜNG ĐẠI HỌC BÁCH KHOA TP.HCM SI φ =arctan Góc pha được xác định theo: (2.38) SR M= S R 2 + S I 2 Còn biên độ : (2.39) Với: S I là phần ảo S R là phần thực Tín hiệu CHTHN được cảm ứng trong cuộn thu là tín hiệu tổng hợp của tất cả các điểm ảnh trong lát cắt đối tượng được chọn, vì vậy nó là tín hiệu tổng hợp của các tần số và pha khác nhau. Việc sử dụng bộ tách sóng pha cầu phương cho phép ta có thể tách riêng được các thành phần tần số và pha của mỗi tín hiệu này. Điều này có ý nghĩa rất quan trọng quyết định đến việc xác định các thông tin về vị trí của từng điểm ảnh trong lát cắt đối tượng. Các quá trình xác định các thông tin này sẽ được xét đến trong quá trình xử lý và tái tạo lại ảnh sau này. 2.5. Lấy mẫu và chuyển đổi tín hiệu FID từ dạng tương tự sang dạng số Tín hiệu CHTHN sau khi được xử lý bởi bộ tách sóng pha cầu phương được lưu trữ lại trong bộ nhớ để xử lý và tái tạo ảnh sau này. Quá trình xử lý và tái tạo ảnh này dược thực hiện nhờ các máy tính chuyên dụng có tốc độ xử lý rất cao. Do tín hiệu FID sau bộ tách sóng cầu phương là tín hiệu tương tự nên để có thể lưu trữ được vào bộ nhớ máy tính cần phải lấy mẫu và chuyển đổi chúng sang dạng số. Hình 2.9: Quá trình lấy mẫu phần thực và ảo Quá trình chuyển đổi này được thực hiện nhờ các bộ chuyển đổi tương tự số (ADC hay các bộ số hoá ), tín hiệu điện áp FID tương tự được lấy mẫu tại các khoảng thời gian bằng nhau và tại mỗi điểm lấy mẫu được gán với một giá trị nguyên (có thể dương hoặc âm) tương ứng với cường độ điện áp. Các số này tạo ra một chuỗi liên tục các giá trị biểu diễn cho tín hiệu FID. SVTH:NGÔ ĐỨC NGỌC - 17 -
LUẬN VĂN TỐT NGHIỆP TRƯỜNG ĐẠI HỌC BÁCH KHOA TP.HCM Hình 2.10: Quá trình số hoá tín hiệu FID Do có hai kênh thực và ảo đều được chuyển đổi tương tự - số nên dãy các giá trị này được lưu dưới dạng một dãy các cặp giá trị: thực(1), ảo(1); thực(2), ảo(2) …. Trong quá trình lấy mẫu tín hiệu FID ta cần chú ý đến hai tham số quan trọng là số điểm lấy mẫu và chu kì lấy mẫu. Số điểm lấy mẫu chính là số các cặp giá trị thực và ảo, còn chu kì lấy mẫu là khoảng thời gian giữa 2 điểm dữ liệu được lấy mẫu liên tiếp. Chu kì lấy mẫu còn được gọi là khoảng thời gian dừng và được kí hiệu là DW. Khoảng thời gian này cho phép ta có thể xác định được tần số cực đại của tín hiệu là: 1 f MAX = (2.40) 2* DW Điều này có nghĩa là tần số lấy mẫu ít nhất phải lớn hơn hai lần tần số của tín hiệu cần lấy 1 mẫu. Điều gì xẩy ra khi tần số tín hiệu vượt quá giá trị tần số .Vì máy tính không thể biết 2* DW được bất cứ một giá trị nào nằm giữa các điểm lấy mẫu nên sẽ xẩy ra sự sai khác. Khi này tín hiệu sẽ không đơn thuần là biến mất mà thay vào đó sẽ là một tín hiệu có tần số thấp hơn (như hình vẽ): SVTH:NGÔ ĐỨC NGỌC - 18 -
LUẬN VĂN TỐT NGHIỆP TRƯỜNG ĐẠI HỌC BÁCH KHOA TP.HCM Hình 2.11 Hiện tượng nhiễu loạn (hay “Aliasing”) Hiện tượng này gọi là hiện tượng nhiễu loạn hay “Aliasing” bởi vì đỉnh quang phổ xuất hiện tại vị trí không đúng trong dải quang phổ cộng hưởng từ hạt nhân. Để khắc phục hiện tượng này thì cần tăng tần số lấy mẫu (hoặc giảm chu kỳ lấy mẫu) cho đến khi tần số lấy mẫu phải lớn hơn ít nhất hai lần tần số của tín hiệu trở lên. 2.6. Phương pháp mã hoá không gian tín hiệu CHTHN → Nếu trường tĩnh B dùng để định hướng sơ bộ các spin lại không cố định mà phụ thuộc vào toạ độ, thì tần số tiến động Larmor cũng sẽ phụ thuộc vào toạ độ. Sự phụ thuộc này xác định đơn trị một điểm trong thể tích nếu sự phụ thuộc cường độ từ trường B vào toạ độ là tương ứng đơn trị.Quá trình làm cho tần số chương động của các spin phụ thuộc vào vị trí không gian được gọi là quá trình mã hoá. Quá trình này được thực hiện nhờ các trường gradient (hay còn được gọi là các gradient từ trường) được tạo ra nhờ các cuộn dây dẫn điện (hay các cuộn gradient). Các gradient từ trường này được dùng để thu nhận các thông tin về tần số và pha của các tín hiệu CHTHN, hay chính là thu nhận thông tin về vị trí của các phần mô phát ra tín hiệu CHTHN.Một gradient từ trường có cường độ thay đổi một cách tuyến tính theo một hướng nào đó. SVTH:NGÔ ĐỨC NGỌC - 19 -

CÓ THỂ BẠN MUỐN DOWNLOAD

TL.01: Bộ Tiểu Luận Triết Học

207 tài liệu

1470 lượt tải

THÔNG TIN

TRỢ GIÚP

HỖ TRỢ KHÁCH HÀNG

Theo dõi chúng tôi

Chịu trách nhiệm nội dung:

Nguyễn Công Hà - Giám đốc Công ty TNHH TÀI LIỆU TRỰC TUYẾN VI NA

LIÊN HỆ

Địa chỉ: P402, 54A Nơ Trang Long, Phường 14, Q.Bình Thạnh, TP.HCM

Hotline: 093 303 0098

Email: support@tailieu.vn

Giấy phép Mạng Xã Hội số: 670/GP-BTTTT cấp ngày 30/11/2015 Copyright © 2022-2032 TaiLieu.VN. All rights reserved.