1.4 Détection des signaux spectroscopiques ultrarapides
1.4.1 La technique d’imagerie Echo Planar
1.4.1.1 Principe
La phase d’excitation ultrarapide, quel que soit le motif employé, est suivi de la phase de détection qui permet l’acquisition des signaux. Un gradient de purge peut éventuellement être placé entre les deux phases (Cf. §1.3.3). Les motifs de détection évoqués dans la littérature traitant de spectroscopie RMN 2D ultrarapide sont similaires aux motifs utilisés dans la séquence d’imagerie écho planar ou EPI développée par P. Mansfield (Fig. 1.10). Cette technique, également employée dans les séquences d’imagerie spectroscopique, est la méthode d’acquisition la plus rapide en IRM.
Fig.1.10: Sir Peter Mansfield, avec une mine épanouie, pose à l’entrée d’un aimant IRM.
Dans le cadre d’une acquisition de signaux spectroscopiques, la détection de type EPI consiste en une acquisition continue ou quasi-continue d’un train d’échos de gra-dient, pour acquérir l’espace spectroscopique 2D dans sa totalité. Pour constituer le train continu d’échos de gradient, un gradient de lecture est appliqué en permanence, avec des alternances positives et négatives. L’espace spectroscopique est balayé en
«zigzag » de gauche à droite. Ce type de motif exige des gradients performants, intenses (pour lire rapidement le signal), avec des temps de montée courts (car les commutations de gradients sont fréquentes).
Acquisition de la dimension ultrarapide
En fin de motif d’excitation, l’aimantation est caractérisée par une phase d’évolu-tion φ(z) dépendant de la positionz dans l’espace et du motif d’excitation employé.
Le motif de détection EPI débute par un premier gradient de lecture ou d’acquisition noté Ga, actif pendant une durée Ta. Ce gradient génère la formation d’un écho de gradient lorsque le déphasage induit par le gradient φa = k ·z compense exacte-ment le déphasage des aimantations φ = C ·Ω·z induit par le motif d’excitation (Fig. 1.11). Le nombre d’onde k dépend du gradient Ga (1.15) et décrit la position de l’écho dans la dimension ultrarapide.
Fig. 1.11: Principe de l’acquisition suivant la dimension ultrarapide avec un schéma de détection EPI. Les déphasages induits par le motif d’excitation sont compensés par le gradient d’acquisition Ga et un écho se forme pourk =C·Ω·z.
k =γ· t
0 Ga(t)·dt (1.15)
Ainsi, en présence du gradient Ga, un écho se forme à la durée τa si la
condi-tion (1.16) est respectée.
γ·Ga·τa·z =C·Ω·z (1.16) La position temporelle de l’échoτa est déduite de l’équation (1.17) et de la durée séparant deux échos (1.18) ayant des pulsations séparées de ΔΩ = 2·π·Δν.
τa = C·Ω γ·Ga
(1.17)
Δτa = C
γ·Ga ·2·π·Δν (1.18)
Pour résumer, la présence du gradient d’acquisition Ga va induire, selon l’espèce chimique observée, la création de multiples échos à différentes positions formant directement un spectre RMN 1D, sans avoir à appliquer une transformée de Fourier.
Ce signal est acquis et correspond à la première dimensionk/ν1, dite«ultrarapide», du spectre RMN 2D final. Le nombre de points acquis suivant cette dimension est noté N1.
Acquisition de la dimension conventionnelle
Le paragraphe précédent a décrit la formation du signal ultrarapide en présence d’un gradient d’acquisition Ga. La détection EPI consiste à répéter ce phénomène en alternant régulièrement et rapidement le signe du gradient. A chaque nouvelle application du gradient±Ga, le signal est collecté formant ainsi la seconde dimension t2 du spectre RMN 2D. Pour résumer, le signal 2D obtenu dépend à la fois de la position z des aimantations dans l’espace et des fréquences d’évolution suivant t2, ce qui correspond à une phase d’évolution de la formeφ=k·z+t2·ν2.
A l’inverse de la dimension ultrarapide, l’acquisition suivant cette dimension est conventionnelle : il s’agit d’un échantillonnage régulier du signal 2D suivant la dimension t2, dite dimension conventionnelle. Le nombre de points suivant cette dimension est notéN2.
Dans le cas d’un schéma EPI classique, sans gradients de type «blip», l’ac-quisition du signal 2D s’effectue suivant une trajectoire en «zigzag» dans le plan spectroscopique ultrarapide (k/ν1, t2) (Fig. 1.12). Cette trajectoire inhabituelle peut provoquer des artefacts lors de la reconstruction du spectre RMN 2D ultrarapide.
Pour atténuer ces artefacts, une fréquence d’échantillonnage élevée suivant la dimen-sion t2 doit être préférée.
Fig. 1.12: Principe de l’acquisition suivant la dimension conventionnelle. En alternant rapidement le signe du gradientGadurant l’acquisition, le plan spectroscopique ultrarapide (k/ν1, t2) est échantillonné avec une périodeTa.
1.4.1.2 Largeurs spectrales
Il existe une relation reliant la résolution spectrale et les caractéristiques du schéma d’excitation employé (Eq. 1.14). Concernant les largeurs spectrales du spectre RMN 2D, elles dépendent à la fois des paramètres d’excitation mais également des paramètres de détection.
Largeur spectrale suivant la dimension ultrarapide
Lors de l’acquisition, le gradient de lectureGaest appliqué pendant une duréeTa. En présence du gradient de lecture, le nombre d’ondek (1.15) évolue pour atteindre une valeur maximale kmax = γ · Ga ·Ta lorsque le gradient s’annule. La largeur spectrale suivant la dimension k/ν1 est donnée par l’équation (1.19) [Frydmanet al., 2003].
SW1 = kmax
C (1.19)
Dans le cadre d’une excitation avec le motif proposé par P. Pelupessy, l’expression finale (1.20) de la largeur spectrale suivant la dimension ultrarapide dépend du gradient de lecture Ga mais également de la durée d’excitation Te. Plus la durée d’excitation Te est grande, moins la bande spectrale est large.
SW1 = γ·Ga·Ta·L 2·Te
(1.20) Autrement dit, la largeur spectrale à l’excitation est conditionnée par la durée d’excitation Te et la zone spatiale excitée L (dans le cas où ΔO = γ · Ge · L)
alors que la largeur spectrale à l’acquisition est contrôlée par l’intensité Ga et la durée Ta du gradient de lecture. Comme dans le cas de séquences de spectroscopie conventionnelle, la largeur spectrale d’excitation doit être supérieure à la largeur spectrale à l’acquisition de façon à acquérir les signaux utiles et à éviter les effets de bords.
Largeur spectrale suivant la dimension conventionnelle
Comme évoqué dans le paragraphe précédent, la dimension conventionnelle est échantillonnée régulièrement avec une certaine fréquence d’échantillonnage, corres-pondant à la largeur spectrale dans cette dimension après reconstruction du spectre.
A chaque application du gradient de lectureGa, une ligne de l’espace spectroscopique est acquise pendant une duréeTa (durée du gradient). L’étape de reconstruction dé-crite au paragraphe 1.5 impose une séparation des données en signaux «pairs»et
«impairs». Au final, chaque point dans la dimension conventionnelle t2 n’est plus séparé de la duréeTamais du double 2·Ta. La largeur spectrale est donc simplement l’inverse de cette durée, comme décrit par l’équation (1.21).
SW2 = 1 2·Ta
(1.21)
1.4.1.3 Limitations
Le terme de spectroscopie«ultrarapide»a pour origine l’emploi de la technique EPI pour la détection. Cette technique permet une acquisition du signal spectro-scopique 2D extrêmement rapide souvent avec une durée inférieure à la seconde.
Néanmoins, cette technique souffre d’une faible largeur spectrale suivant la dimen-sion conventionnelle t2 qui démontre son incompatibilité avec la spectroscopie 2D J-résolue. Cette incompatibilité est expliquée dans les deux paragraphes suivants.
Largeur spectrale suivant la dimension conventionnelle
Suivant la dimension conventionnelle, la largeur spectrale est limitée par la durée Ta du gradient de lecture (Cf. équation (1.21)). La largeur spectrale maximale sera obtenue pour une durée Ta minimale. Cette durée minimale Ta correspond à la montée suivie directement de la descente du gradient. Alors que sur un spectromètre, cette durée peut être largement inférieure à la milliseconde, elle est souvent de l’ordre de plusieurs millisecondes dans le cas d’un IRM, surtout lorsqu’il s’agit de réaliser
une acquisition en présence du gradient. Ainsi, la bande de fréquence à l’acquisition suivant la dimension conventionnelle t2 peut être, suivant les cas, limitée à quelques centaines de Hertz. La bande de fréquence suivant la dimension ultrarapidek/ν1 est, quant à elle, peu limitée par les paramètres de la séquence et permet des largeurs spectrales de plusieurs milliers de Hertz.
Déplacements chimiques encodés suivant la dimension conventionnelle
L’emploi du schéma de détection EPI permet l’acquisition d’un spectre RMN 2D en une très courte durée. Dans le cas de l’emploi du motif proposé par P. Pelupessy, le spectre obtenu sera J-résolu et l’expression des déplacements chimiques se fera suivant la dimension conventionnellet2 alors que l’expression des couplages J se fera suivant la dimension ultrarapide k/ν1 (Fig. 1.13). L’expression des déplacements chimiques occupe à l’acquisition une bande de fréquence de quelques milliers de Hertz alors que l’expression des couplages J occupe seulement quelques dizaines de Hertz. Pour cette raison et pour celle évoquée dans le paragraphe précédent, il sera donc, dans certains cas, impossible d’observer l’ensemble des pics d’intérêts dans la dimension conventionnelle, ce qui se traduira par la disparition ou le repliement de certaines fréquences d’intérêt.
Fig.1.13:Représentation schématique du remplissage du plan spectroscopique ultrarapide avec le schéma de détection EPI original. Les déplacements chimiques s’expriment suivant la dimension conventionnelle alors que les constantes de couplage J sont observables suivant la dimension ultrarapide.