Ressonância magnética nuclear

Ressonância magnética nuclear

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As imagens de Ressonância Magnética Nuclear (RMN) tornaram-se, na última década, na mais rigorosa, sofisticada e promissora técnica de diagnóstico clínico. Esta constatação deve-se, fundamentalmente, à excelente resolução e contraste que estas imagens exibem e às recentes possibilidades de obtenção de imagens funcionais e espectroscópicas. Em seguida, ir-se-ão abordar os princípios físicos que subjazem a este método, enfatizando os parâmetros dos quais depende a imagem, as suas aplicações clínicas e algumas notas sobre a realização de imagens funcionais.

1. Princípios físicos Os princípios físicos que permitem a formação de imagens de RMN são importados da Física Nuclear, nomeadamente, das teorias quânticas que explicam o comportamento dos spins nucleares. No entanto, a abordagem clássica deste tema é, a este nível, suficiente para compreender o mecanismo de obtenção das imagens. De modo que será esta a abordagem aqui explanada.

Magnetização dos tecidos na presença de um campo magnético-De um modo análogo ao efeito de Zeeman nos electrões1, também os núcleos com spin diferente de zero só adquirem valores distintos de energia, se estiverem na presença de um campo magnético. Classicamente, aceita-se que um spin pode ser compreendido como um momento magnético que precessa em torno de um eixo (ver figura 1.1).

Fig. 1.1–Aproximação de um spin a um íman (momento magnético que gira em torno de um eixo).(adapt. R.B. Lufkin, 1990)

Concentremo-nos nos núcleos com spin ±1/2. Quando estes não estão sujeitos a qualquer campo magnético, o eixo ao redor do qual o spin precessa é completamente aleatório, de modo que a magnetização total é nula (ver figura 1.2).

Fig. 1.2– Spins na ausência de campo magnético externo (adapt. R.B. Lufkin, 1990).

1 Os dois electrões que podem povoar uma orbital atómica possuem a mesma energia quer estejam no estado de spin +1/2, quer estejam no estado de spin –1/2. A sua energia só é diferenciada quando se sujeita o átomo a um campo magnético exterior.

No entanto, quando um campo magnético é aplicado, os spins passam a rodar em torno do eixo do campo paralela (estado de energia mais baixa – spin +1/2) ou antiparalelamente (estado de energia mais alta – spin –1/2) (ver figura 1.3).

Fig. 1.3– Spins num meio onde se estabeleceu um campo magnético B0. M0 tem o significado de magnetização total do meio (adapt. R.B. Lufkin, 1990).

Devido à diferença de energias dos dois estados, a população no estado de energia mais baixa é mais povoado do que o estado de energia mais alta2. Por este motivo, a magnetização total deixa de ser nula e passa a ter a direcção do campo z,

(ver figura 1.4), pois os spins, embora façam com o eixo do campo magnético externo um determinado ângulo, não estão em fase, encontrando-se aleatoriamente distribuídos sobre um cone, pelo que a sua componente xy se anula, sobrevivendo, apenas, a componente segundo z.

Fig. 1.4– Representação de spins a precessarem em torno de um campo magnético externo (Bo) e magnetização total do meio (Mo) (adapt. R.B. Lufkin, 1990).

Tendo em conta o que foi dito, uma das exigências para a utilização desta técnica é que os núcleos em estudo apresentem spin diferente de zero e, de preferência, com spin ±1/2, visto que são os mais simples de interpretar. Na verdade, em imagens médicas, os núcleos utilizados são os de hidrogénio (protões), uma vez que cumprem estas condições e são muito abundantes, o que permite obter um sinal de grande amplitude.

Aplicação de um campo de rádio-frequência: noção de ressonância Mantendo presente o modelo clássico, é possível definir a frequência à qual os núcleos giram (também chamada frequência de Larmor) como sendo proporcional a

2 Note-se, no entanto, que a diferença é muito pequena (aproximadamente dois spins em cada milhão).

um parâmetro característico do núcleo (constante giromagnética - ) e à amplitude do campo magnético externo aplicado aos núcleos (B0):

Tendo em conta a ordem de grandeza da constante giromagnética dos núcleos e as amplitudes dos campos aplicados (cerca de 1T3) a frequência de Larmor corresponde à gama das rádio-frequências. Deste modo, como facilmente se prevê, se sujeitarmos os núcleos a um campo de rádio-frequências interferiremos com estes, através de um fenómeno de ressonância. Na verdade, ao aplicar-se estes campos actua sobre o comportamento dos spins de duas formas:

Aumenta-se a população de spins anti-paralelos.

Coloca-se os spins em fase. Nestas condições, a magnetização total muda de direcção, passando a exibir componente xy. A amplitude e a duração dos impulsos de rádio-frequência a que os spins são sujeitos, determinam os seus efeitos. São de referir os chamados impulsos de 90º, que são responsáveis por a magnetização passar da direcção z para o plano xy (ver figura 1.5).

Fig. 1.5– Consequências da aplicação de um campo de rádio-frequência na magnetização total. Exemplo de um impulso de 90º (adapt. R.B. Lufkin, 1990).

O sinal medido, nesta técnica, não é mais do que a magnetização transversal (xy), à qual se acede através de uma bobina colocada segundo um dos eixos (x ou y) (ver figura 1.6).

Fig. 1.6– O sinal medido corresponde à componente transversal da magnetização (adapt. R.B. Lufkin, 1990).

3 Actualmente, há já equipamentos a utilizarem campos de 5T, ou até com valores mais elevados, mas campos magnéticos de 1T continuam a ser os mais utilizados em rotina clínica.

As populações igualam-se. Os spins ficam em fase.

Com base no que até aqui foi exposto, facilmente se compreende que o sinal medido seja proporcional à densidade protónica do meio (é de relembrar que os núcleos utilizados são os de hidrogénio). Concentrando-nos no instante em que o impulso de rádio-frequência é aplicado, o sinal medido será tanto maior quanto maior for o número de spins presentes no meio em estudo (ver figura 1.7). Assim, este será, logo à partida, um parâmetro de diferenciação dos tecidos: o sinal será mais ou menos intenso, consoante a maior ou menor concentração de hidrogénio (voltar-se-á a este assunto mais adiante). A este respeito deve ter-se em conta que os tecidos biológicos não diferem significativamente quanto à concentração de átomos de hidrogénio, pelo que, embora este seja um factor a considerar, não é o principal responsável pelo excelente contraste revelado por esta técnica.

Fig. 1.7– Dependência da magnetização total com o número de protões. Quanto maior for o número de protões, maior será a magnetização total (adapt. R.B. Lufkin, 1990).

Noção de tempo de relaxação spin/spin (T2) e spin/rede (T1) Retome-se a sequência de acontecimentos: após a aplicação de um campo magnético estático, responsável pelo aparecimento de uma magnetização segundo a sua direcção; aplica-se um campo magnético oscilatório (na gama das rádio-frequências), que roda a magnetização de um determinado ângulo (por exemplo, de 90º), devido ao facto de alterar (igualado, no caso do impulso de 90º) as populações dos spins de +1/2 e de –1/2 e os pôr a rodar em fase. Logo após o impulso de rádio-frequência ter deixado de actuar, a tendência natural do sistema é regressar ao estado inicial. Ou seja, haver reorganização do povoamento dos spins e a desfasagem dos mesmos. Na realidade estes dois processos são independentes e correspondem a diferentes fenómenos de relaxação.

Concentremo-nos no mecanismo de desfasagem dos spins. Repare-se que se a frequência de cada spin fosse exactamente a mesma, estes manter-se-iam em fase. Mas o que se verifica é que as frequências de precessão de cada spin vão ser ligeiramente diferentes. Esta circunstância deve-se, por um lado, ao facto de o campo magnético estático imposto não ser perfeitamente uniforme, apresentando heterogeneidades no espaço; por outro, o próprio meio onde os spins estão inseridos apresenta campos locais que são gerados pela presença de outros spins. Por este motivo, os spins vão-se desfasar, a magnetização no plano xy vai tornando-se menor, o que corresponde a um decaimento no sinal medido (FID –Free Induction Decay) (ver figuras 1.8 e 1.9).

Fig. 1.8– Mecanismo de desfasagem dos spins, com consequente decaimento do sinal (adapt. R.B. Lufkin, 1990).

Fig. 1.9– Esquema do decaimento provocado pela desfasagem dos spins (adapt. R.B. Lufkin, 1990).

Verifica-se que este decaimento do sinal medido é exponencial. E, por conseguinte, é caracterizado por uma constante de tempo. A esta constante de tempo dá-se o nome de T2* e é definida como o tempo necessário para que o sinal (magnetização transversal – perpendicular ao campo magnético estático) decaia para

37% do seu valor máximo (atingido aquando da aplicação do impulso de rádio-frequência).

Observe-se, uma vez mais, que a grandeza T2* contém informação sobre as interacções spin/spin (que é a que nos interessa, uma vez que está relacionada com a estrutura do tecido), mas está contaminada com as heterogeneidades do campo magnético estático, cujos efeitos são muito maiores do que os referentes aos campos locais, devido à presença dos spins vizinhos. Um pouco mais adiante, será referido um procedimento que nos permite separar estas duas componentes.

Como já foi anteriormente mencionado, existe ainda um outro mecanismo de relaxação que envolve troca de energia com o exterior, no sentido de repor as populações iniciais respeitantes aos níveis energéticos de spin. Enquanto o impulso de rádio-frequência actua existe excitação de spins que se encontravam no nível de energia mais baixo (paralelo com o campo magnético estático) para o estado de energia mais alto (anti-paralelo). A partir do momento que o impulso cessa as populações tendem a reassumir a situação inicial, ou seja, a magnetização longitudinal (segundo o campo magnético estático) retoma o valor inicial (ver figura 1.10). Este mecanismo ocorre através de libertação de energia para o meio e é caracterizado por uma constante de tempo T1, à qual se dá o nome de tempo de relaxação spin/rede. T1 é, analogamente a T2*, o tempo que demora a magnetização longitudinal a recuperar 63% do seu valor máximo. Como facilmente se compreende, também este parâmetro contém informação sobre os tecidos, uma vez que a maior ou menor facilidade com que os spins libertam energia para o meio, terá necessariamente que estar relacionada com a estrutura do meio onde estes se encontram. É desta forma que T1 é utilizado para obter contraste entre os tecidos.

Fig. 1.10– Mecanismo de recuperação da magnetização longitudinal, devido à reorganização das populações de spin entre os estados energéticos, com consequente libertação de energia para o meio (adapt. R.B. Lufkin, 1990).

2.Formação da imagem Até aqui, tem-se abordado apenas os princípios físicos nos quais se baseia esta técnica de imagem. Porém, é necessário, ainda, compreender de que forma é que o sinal é medido, que informação contém e de como, a partir dela, a imagem é construída. Comece-se por compreender o processo pelo qual ao tempo T2* é retirada a contribuição das heterogeneidades do campo magnético estático.

Noção de eco de spin

Como já se observou, o tempo de relaxação T2* é encurtado pela presença de heterogeneidades do campo magnético estático que são constantes no tempo e cujo efeito se pretende anular. Para tanto considere-se o seguinte: alguns instantes após a acção do impulso de rádio-frequência os spins encontram-se já com diferentes velocidades angulares, devido às diferenças no valor do campo magnético a que cada um está sujeito (ver equação 1.1). Se, em determinado momento, for aplicado um novo impulso de rádio-frequência, mas, desta vez, de 180º (ou seja, que faça a população de spins ‘rodar’ de 180º), então, inverte-se a posição relativa dos spins (os que estão a rodar com maior velocidade, encontram-se agora mais atrasados). Este procedimento implica, então, que passado algum tempo os spins se reagrupem (fiquem, novamente, em fase) sendo responsáveis por novo aumento na magnetização transversal eco de spin4 (ver figura 2.1).

Na verdade, esperar-se-ia que a magnetização transversal fosse completamente recuperada se, durante este processo, as velocidades angulares dos spins fossem sempre constantes, o que não se passa5. Como seria de esperar, as interacções entre spins, estão sujeitas a algumas oscilações pelo que os seus efeitos, ao contrário dos correspondentes às heterogeneidades do meio, prevalecem, e são responsáveis pela diminuição gradual da magnetização transversal (ver figura 2.2).

4 Esta situação é, muitas vezes, explicada, recorrendo-se à imagem de uma prova entre indivíduos que correm a velocidades diferentes. Nesta situação, inevitavelmente, ao fim de algum tempo encontrar-se-ão escalonados. Se, nesse momento, for dado um sinal para todos os corredores regressarem ao ponto de partida e se mantiverem as mesmas velocidades, então, chegarão todos ao mesmo tempo. 5 Retomando a analogia anterior, é como se a velocidade dos corredores fosse sofrendo algumas oscilações ao longo do percurso e, portanto, não chegariam ao ponto de partida em simultâneo.

Fig. 2.1– Esquema da evolução da magnetização transversal com o comportamento dos spins, em resposta a um impulso de 180º (adapt. R.B. Lufkin, 1990).

À constante de tempo que caracteriza este decaimento dá-se o nome de tempo de relaxação spin/spin e tem o símbolo T2. Este é, a par da densidade protónica e do tempo de relaxação spin/rede T1 , um dos parâmetro responsáveis pela distinção entre os tecidos.

Fig. 2.2– Esquema explicativo sobre como, através da técnica de ecos de spin, é possível obter um sinal que é dependente apenas das interacções entre os spins e não considera as heterogeneidades do campo magnético estático (adapt. R.B. Lufkin, 1990).

Actualmente, a formação de imagens de RMN implica sequências de diversos impulsos que enfatizem os parâmetros que mais nos interessam. Uma destas sequências que terá sido amplamente utilizada e que, devido à sua simplicidade, continua a merecer menção, corresponde à repetição sequencial de um impulso de 90º, seguido de vários de 180º. Nesta sequência dá-se o nome de TE ao tempo entre dois impulsos de 180º e de TR a dois impulsos consecutivos de 90º.

Intensidade do sinal Nos subcapítulos anteriores foram introduzidos os três parâmetros através dos quais as imagens são construídas. Vejamos, neste ponto, de que maneira é que cada um deles influencia a intensidade do sinal.

Já anteriormente se referiu que o sinal medido em imagens de RMN é a magnetização transversal total dos tecidos. Seja, então, I a intensidade desse sinal e observe-se que:

1.A intensidade do sinal é tanto mais intensa quanto maior for a densidade protónica (n). nI α (2.1)

Fig. 2.3– Esquema explicativo do comportamento da magnetização devido a T2 e devido a T1 (adapt. R.B. Lufkin, 1990).

Uma forma simples de compreender o comportamento da magnetização devido a T1 e a T2 é imaginando os casos limite em que T1>>T2 e T1<<T2. No primeiro caso o vector magnetização começaria por rodar do plano xy para o eixo z direcção do campo magnético estático e, seguidamente, aumentaria a sua amplitude(figura 2.4), enquanto que no segundo, o módulo da magnetização aumentaria e só depois sofreria rotação (figura 2.5).

Fig. 2.4–Esquema simplificado do comportamento da magnetização no caso em que T1>>T2.

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