L’objectif de cette séquence est de fournir un contraste non plus fondé sur les temps de relaxation mais sur les propriétés de diffusion des molécules d’eau.
L’IRM de diffusion permet de quantifier le mouvement brownien des molécules d’eau à l’intérieur d’un voxel par l’intermédiaire du Coefficient de Diffusion Apparent (ADC). Dans l’organisme, ces mouvements varient en fonction de l’architecture des tissus (membrane cellulaire, grosses protéines, macromolécules, fibres,…). Il existe trois grands types de mouvements de diffusion : La diffusion libre où les molécules d’eau se déplacent librement dans toutes les directions de l’espace comme le liquide céphalo-rachidien. La diffusion restreinte anisotrope où les structures tissulaires ont tendance à orienter les mouvements d’eau dans une direction privilégiée et à les restreindre dans les autres. La diffusion restreinte isotrope où les structures tissulaires limitent les déplacements d’eau dans toutes les directions de l’espace comme au niveau d’un abcès par exemple. L’IRM pondérée en diffusion s’intéresse à la mobilité des molécules d’eau sans considération sur la direction alors que l’IRM du tenseur de diffusion permet d’accéder aux directions.
Ceci est rendu possible par l’ajout de deux gradients de diffusion dans la phase préparatoire d’une séquence d’imagerie. L’acquisition nécessite d’être très rapide de manière à ce que la mesure de diffusion ne soit pas polluée par les mouvements macroscopiques. La séquence de choix comme support d’imagerie est donc l’EPI.
Le premier gradient attribue une avance de phase aux aimantations proportionnelle à leur position suivant la direction d’application du gradient tel que :
Ԅଵൌ ɀ ൈ ୶ൈ Ɂ ൈ ଵ
Eq. I-34 avec Gx l’amplitude du gradient de diffusion, δ la durée d’application de ce gradient et x1 la position initiale du spin le long de l’axe x d’application.
Après l’impulsion de 180°, il se produit une inversion de la phase des aimantations et la phase accumulée devient :
Ԅଵൌ െɀ ൈ ୶ൈ Ɂ ൈ ଵ
Chapitre 2: Quantification non-invasive des hépatopathies chroniques: Etat de l'art
Quantification non-invasive de la stéatose hépatique - L'échographie pour la quantification de la stéatose
84 Le second gradient, symétriquement opposé au premier, introduit ensuite un rattrapage de phase tel que:
Ԅଶൌ ɀ ൈ ୶ൈ Ɂ ൈ ଶ
Eq. I-36 où x2 est la position du spin sur l’axe x après l’application du second gradient.
L’accumulation de phase Φ1 + Φ2 vaut alors :
Ԅଵ Ԅଶൌ ɀ ൈ ୶ൈ Ɂ ൈ ሺଶെ ଵሻ
Eq. I-37 Cette dernière est proportionnelle au déplacement du spin le long de l’axe x.
Au sein d’un voxel, l’aimantation est donnée par la somme de tous les moments magnétiques individuels (μj) des spins. Si les spins sont stationnaires pendant l’application des gradients de diffusion l’aimantation (M0) au sein d’un voxel peut s’écrire:
ൌ ͳ
Ɋ୨୧ౠ ଵ
୨ୀ
Eq. I-38 où N est le nombre de spin j au sein du voxel et φj la phase du spin j.
En revanche si les spins ne sont pas stationnaire et subissent un déplacement rj pendant l’application des gradients de diffusion nous avons:
ൌ ͳ Ɋ୨ൈ ୧ౠ ଵ ୨ୀ ൈ ୧ஓୋஔ୰ౠ Eq. I-39 En raison du phénomène de diffusion, les spins subissent un déplacement probabiliste pendant l’application des gradients de durée Δ, appelée temps de diffusion. Ce déplacement est d’autant plus important que la diffusion est importante. Le déphasage accumulé par les spins est également d'autant plus élevé que le déplacement est important ce qui entraine une perte de cohérence lié à la diffusion. Ainsi, si les spins sont immobiles, les déphasages appliqués se compensent parfaitement et le déphasage résultant est nul et il n’y a pas d’atténuation du signal RMN. En revanche, si les spins sont en mouvement pendant l’application des gradients les déphasages attribués ne se compensent plus et le déphasage résultant est proportionnel à leur déplacement le long de l’axe du gradient. Le signal peut alors être exprimé comme l’intégrale de la fonction de densité de probabilité du déplacement des spins (r) pendant Δ, P(r, Δ) et s’écrire:
ൌ ൈ න ሺǡ οሻ ൈ ି୧ஓୋஔ୰
Eq. I-40 Avec S0 le signal en absence de diffusion.
En considérant la diffusion, libre, et la densité de probabilité du déplacement des spins (P), gaussienne, la transformé de Fourier inverse de cette expression donne :
ൌ ൈ ିஓ;ୋ;ஔ;οୈ
Eq. I-41 Où D est la composante du tenseur de diffusion dans le sens d’application des gradients. L’utilisation de cette équation seul n’est vraie que dans un système de diffusion libre et pour des gradients de durée δ très faible devant le temps de diffusion Δ. Néanmoins le temps de montée des gradients de diffusion ne correspond pas à des Dirac, et leur forme est plutôt trapézoïdale avec un certain temps de montée et de descente nommé tramp. Il convient alors de remplacer Δ par :
si tramp est élevée:
Ɂ; ൈ ൬ο െɁ ͵൰
୰ୟ୫୮ଷ
͵Ͳ െ Ɂ ൈ ୰ୟ୫୮ଶ si tramp est faible
ο െߜ ͵
Sur les imageurs récents tramp peut être considéré comme faible et nous avons: ൌ ൈ ିஓ;ୋ;ஔ;ሺοିஔଷሻୈ
Eq. I-42 Le terme ߛ;ܩ;ߜ;ሺο െఋ
ଷሻ est lié uniquement aux propriétés du gradient de diffusion, ainsi on le retrouve plus souvent simplifié sous le terme b représentant le facteur de gradient ou facteur de diffusion. Ce facteur conditionne alors la pondération en diffusion de la séquence, plus il est élevé et plus la séquence est pondérée en diffusion. Nous avons :
b=γ²G²δ²(∆- δ/3)
Eq. I-43 et ൌ ൈ ିୠୈ
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Quantification non-invasive de la stéatose hépatique - L'échographie pour la quantification de la stéatose
86 La variation du signal IRM en fonction du gradient de diffusion est donc exponentielle décroissante. Néanmoins, le temps d’écho effectif atteignable en IRM de diffusion demeure encore assez élevé devant les T2 des tissus en raison de la présence des gradients de diffusion et de l’impulsion π. Même si la pondération T2 peut être réduite sur les imageurs récents en diminuant le temps de diffusion, et donc le TE, avec l’utilisation de gradients plus intenses, il est nécessaire d’ajouter la décroissance T2 dans l’équation du signal. En IRM de diffusion, l’acquisition est généralement réalisée en single-shot, le TR est alors infini et les effets T1 négligeables. Au final nous avons:
ൌ ൈ ିୠୈൈ ିమ
Eq. I-45 Les effets de la décroissance T2 peuvent devenir gênants pour ce type d’imagerie car des structures à T2 long peuvent apparaitre hyperintenses ou inversement apparaitre hypo-intense pour des T2 courts, sans pour autant avoir une diffusion réduite ou augmentée (effet T2 shine-through et effet T2 dark-through respectivement). Pour s’affranchir de la décroissance T2, le coefficient de diffusion apparent (ADC) a été introduit. Ce paramètre donne une estimation de D indépendamment de la décroissance T2 à partir d’acquisitions utilisant des pondérations en diffusion variables réalisée à temps d’écho identiques. Le temps d’écho étant fixé à partir de l’acquisition utilisant le facteur b le plus élevé. Cependant, la sensibilité de la séquence ainsi construite est limitée à la diffusion dans une seule direction, celle dans laquelle le gradient de diffusion est appliqué, or le phénomène de diffusion est tridimensionnel. Le tenseur de diffusion correspond à un tenseur d’ordre 2 et peut être écrit sous la forme d’une matrice 3 par 3 définie symétrique:
ൌ ቌ ୶୶ ୶୷ ୶ ୶୷ ୷୷ ୷ ୶ ୷ ቍ Eq. I-46 où Dxx, Dyy, et Dzz correspondent aux coefficients de diffusion dans les directions principales orthogonale de l’espace x, y et z. La matrice est symétrique, ce qui signifie que Dxy = Dyx, Dzx = Dxz et Dzy = Dyz. Dans un milieu isotrope comme l’eau pure, D = Dxx = Dyy = Dzz et les termes hors trace sont nuls. Néanmoins, dans les tissus, la diffusion est anisotrope, c'est-à-dire quelle varie en fonction de la direction. Nous avons alors Dxx ≠ Dyy ≠ Dzz et les termes hors traces non nuls. Dans ce cas il, faut un minimum de six mesures de diffusion réalisées dans six directions différentes de l’espace pour déterminer D. Contrairement à l’imagerie du tenseur de diffusion, l’imagerie de diffusion classique ne s’intéresse pas à une mesure du tenseur directement mais à la diffusivité moyenne à travers la mesure d’un coefficient de diffusion apparent l’ADC (pour Apparent Diffusion Coefficient).
L’ADC, est alors obtenu par moyennage de la trace de D donc: ൌ ሺሻ ͵ ൌ ୶୶୷୷ ͵ Eq. I-47 Pour mesurer l’ADC, il est alors nécessaire de répéter l’acquisition pour chaque pondération dans les trois plans orthogonaux de l’espace puis d’en faire la moyenne afin d’obtenir une image représentative de la diffusion moyenne dans les trois directions. Cette image est appelée « image trace ».
Ainsi, dans ces conditions et dans le cadre d’une acquisition ou le temps d’écho est fixe pour chaque pondération en diffusion nous pouvons écrire:
୲୰ୟୡୣሺሻ ൌ ൈ ିୠୈେ
Eq. I-48 La distance sur laquelle la mesure est effectuée est très faible, de l’ordre de quelques microns, d’où la nécessité d’utiliser des gradients de diffusion intense afin d’être sensible au déphasage et de les rendre mesurables. En plus d’être intense, ces gradients doivent présenter des temps de montée courts, une bonne linéarité ainsi qu’une bonne stabilité. Ceci explique pourquoi l’IRM de diffusion à mis un certain temps à émerger pour des applications clinique chez l'homme. Voici le chronogramme correspondant à la séquence d’IRM de diffusion :
Fig. I-36: Chronogramme de la séquence IRM permettant la pondération en diffusion avec son motif