Les bases: la RMN, l’IRM et l’imagerie moléculaire

Principes de la RMN et de l’IRM

RMN

Une expérience de résonance magnétique nucléaire ou RMN consiste à placer un échantillon dans un champ magnétique statique dans lequel les moments magnétiques de spin s’orientent en prenant des énergies quantifiées. Un champ oscillant perturbe les populations des différents niveaux d’énergie, et on détecte une force électromotrice traduisant la réponse du système. A ce stade il est intéressant de rappeler l’histoire de cette spectroscopie :

« La RMN fut découverte dans la matière condensée à la fin de 1945 par deux équipes américaines : Purcell, Torrey et Pound à Harvard ; et Bloch, Hansen et Packard à Stanford. (…) Son observation presque simultanée par les deux groupes souleva immédiatement un problème d’incompréhension mutuelle. Le groupe de Purcell considérait l’absorption résonnante d’énergie due à la transition entre niveaux quantifiés d’énergie Zeeman des noyaux, dans la ligne de pensée de la spectroscopie atomique, surtout développée depuis le début du siècle. Le groupe de Bloch parlait de la composante tournante de l’aimantation nucléaire macroscopique, et de la f.é.m. (force électromotrice) qu’elle induisait dans une bobine. Pendant quelques mois, ils pensaient avoir découvert des phénomènes différents. L’origine de cette incompréhension provenait d’un aspect totalement inhabituel de cette nouvelle spectroscopie : elle utilisait une excitation cohérente, en l’espèce d’un champ de radiofréquence d’amplitude finie, au contraire de la spectroscopie optique dont les sources d’excitation étaient incohérentes.» .

Il est bien connu que les moments magnétiques nucléaires précessent autour de l’axe du champ statique B0 à la fréquence de Larmor est le rapport gyromagnétique en Hz.T-1 qui traduit la sensibilité d’un isotope au champ magnétique. Un ordre d’idée : les noyaux d’hydrogène précessent à une fréquence de 42.58 MHz dans un champ de 1 Tesla. Le côté cohérent de cette spectroscopie apparaît lorsque l’on applique un champ modulé à la fréquence de Larmor (donc radiofréquence) pendant un temps bref. L’aimantation globale – somme de tous les moments magnétiques nucléaires – initialement alignée avec le champ statique (axe z), est basculée selon un axe bien défini dans le plan transversal xy. La composante xy du signal de précession libre est détectée au moyen de l’induction que les moments magnétiques créent dans une bobine (µV). L’aimantation revient progressivement à l’équilibre par les phénomènes de relaxation ; on détecte donc une sinusoïde amortie par type de noyau. Après transformation de Fourier, on obtient un spectre dans le domaine des fréquences.

Pour comprendre les découvertes qui ont conduit au développement de cette spectroscopie, reprenons l’historique. Au départ objet de curiosité pour les physiciens, on s’est très vite rendu compte que la RMN était un outil puissant pour étudier la matière condensée. En effet, plus que la fréquence de résonance elle-même, ce sont les perturbations apportées à la résonance par des interactions avec l’environnement local qui représentent l’objet principal d’investigation.

Outre l’effet Zeeman qui est l’interaction des moments magnétiques nucléaires avec le champ magnétique, des termes énergétiques représentant les différentes interactions interviennent : le déplacement chimique, les interactions directes et indirectes, le couplage quadrupolaire pour les spins supérieurs à ½, etc.

A ce stade il convient de prendre en compte un paramètre fondamental qui est la présence de mouvements moléculaires plus ou moins importants. Toutes les interactions précédemment nommées sont par nature anisotropes, c’est-à-dire que leur forme et leur intensité dépendent de l’orientation des vecteurs moments magnétiques dans l’espace. En l’absence de mouvement, ces interactions se traduisent par des effets en fréquence, directement observables sur le spectre. En RMN du liquide qui est le domaine d’étude de la thèse, le mouvement des molécules moyenne les parties anisotropes des interactions.

IRM

En 1973, Paul Lauterbur invente l’IRM, initialement dénommée zeugmatographie. Dans son article de Nature, il mentionne : « La formation d’une image requiert habituellement que l’objet interagisse avec un champ de radiation caractérisé par une longueur d’onde plus petite que les plus petits détails à distinguer, de manière à ce que la région d’interaction soit restreinte et une image résolue générée». Cependant, la longueur d’onde utilisée en RMN est de l’ordre du mètre, il met donc en évidence qu’il est impossible d’utiliser ce principe en RMN pour discriminer les signaux provenant de différents éléments de volume à l’échelle du millimètre ou du micromètre comme le requiert l’imagerie médicale. De cette limitation il propose un nouveau type d’imagerie. L’idée est de faire intervenir un second champ qui restreindrait l’interaction de l’objet avec le premier champ. En appliquant un gradient du champ magnétique statique (de l’ordre de la dizaine à la centaine de mT/m) dans une direction on parvient à faire varier la fréquence de résonance spatialement d’après la relation de Larmor. La position de chaque élément est ainsi codée en fonction de la fréquence de précession et/ou du décalage de phase induit.

Formation d’une image en 1D

Partons d’abord de la séquence d’impulsion la plus simple permettant l’obtention d’une image 1D . Celle-ci est constituée d’une impulsion d’excitation de 90° pour basculer l’aimantation dans le plan traverse et d’un gradient de champ magnétique appliqué pendant l’acquisition du FID. Le gradient utilisé représente la variation de champ magnétique en fonction de la coordonnée spatiale qui se superpose au champ magnétique principal B0. On l’exprimera en gauss/cm ou en T/m.

Séquences de base utilisées en IRM

Lorsque l’on utilise un gradient pendant l’acquisition pour faire l’image dans la dimension directe (‘encodage de fréquence’), la durée de vie du signal est très courte et il est souvent nécessaire de réaliser un écho pour pouvoir acquérir les points pendant que l’aimantation est dans le plan transversal. La plupart des séquences d’IRM utilisent donc des séquences d’écho de gradient ou de spin. Dans le cas d’un écho de gradient sur un système modèle composé de 2 tubes d’eau et de graisse séparés d’une distance 2r , à la fin de l’application du 1er gradient, chaque spin aura acquis une phase proportionnelle à sa coordonnée spatiale (et au déplacement chimique). A la fin du second gradient d’amplitude égale mais de signe opposé, les vecteurs aimantations sont refocalisés (mais pas le déplacement chimique ni les inhomogénéités de champ magnétique ).

Il est possible d’obtenir de plus la refocalisation (l’annulation) des effets de déplacement chimique (et de susceptibilité magnétique) avec des gradients de même signe et de même amplitude en utilisant un écho de Hahn .  Outre TE, le temps d’écho dans une séquence d’imagerie, un autre temps caractéristique à prendre en compte est TR, le Temps de Répétition. Il correspond non seulement au délai entre deux impulsions radiofréquences mais surtout au temps de récupération de l’aimantation longitudinale Mz. Il est dans ce type de séquence (d’écho de gradient ou de spin) choisi en fonction du contraste voulu.

Table des matières

Chapitre 1 – Introduction
Chapitre 2 – Les bases: la RMN, l’IRM et l’imagerie moléculaire
2.1. Principes de la RMN et de l’IRM
2.1.1. RMN
2.1.2. IRM
2.2. Imagerie moléculaire
2.3. Xénon : Propriétés physiques et RMN
Chapitre 3 – Hyperpolarisation: Un état hors équilibre
3.1. Sensibilité et polarisation en RMN
3.2. Polarisation Nucléaire Dynamique
3.3. Para-hydrogène
3.4. Pompage optique
3.4.1. Méthode de pompage optique par échange de spin
3.4.2. Réalisation expérimentale
3.4.3. Résultats d’hyperpolarisation
3.5. Pompage optique à partir de diodes lasers
3.5.1. Motivation et Principe
3.5.2. Réalisation expérimentale
3.5.3. Résultats d’hyperpolarisation et discussion
3.5.4. Modélisation
Chapitre 4 – Les séquences d’IRM adaptées aux espèces hyperpolarisées
4.1. Projection-Reconstruction
4.2. FLASH
4.3. TRUE FISP
4.4. Imagerie par Echo Planaire
4.5. Imagerie spirale
Chapitre 5 – Systèmes hôtes du xénon
5.1. Propriétés visées et exemples de systèmes hôtes
5.1.1. Critères de sélection d’une molécule hôte du xénon
5.1.2. Systèmes moléculaires pour l’encapsulation du xénon
5.2. Caractérisation des cryptophanes par RMN
5.3. Séquences RMN 129Xe spécifiques
5.3.1. Excitations sélectives en fréquence
5.3.2. HyperCEST
5.3.3. Détection directe et HyperCEST en imagerie
Chapitre 6 – Biosondes utilisant la RMN du 129Xe
6.1. Biosondes de la littérature
6.2. Biosonde transferrine
Chapitre 7 – Sonde IRM à base de xénon hyperpolarisé pour la détection d’ions métalliques
7.1. Objectifs
7.2. Description de la sonde
7.3. Détection des ions Zn2+
7.3.1. Préparation des échantillons
7.3.2. Résultats et discussion
7.4. Autres cations
7.4.1. Vers un ‘ionomètre’
7.4.2. Ions uranyle
7.4.3. Imagerie simultanée et sensible des différents ions
7.5. Conclusions et perspectives
Chapitre 8 – Résultats in vivo
Chapitre 9 – Conclusion

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