PHILIPS
WAT
IS
N . M . R.
Een inleidend verhaal over het IT.M.R.-principe, door: P.A.P. Wouters, afd. voor-onlrwikkeling NMR Eindhoven, 28 maart 1984
INHOUDSOPGAVE biz:
2.
Wat is N.M.R. ?
2
2.1
Het basisprincipe 2.1.1. De gyroscoop 2.1.2. De Larmor-precessie
4 4 6
2.1.3.
7
2.2
De beeldvorming
De reiaxatie 2.2.1. De longitudinale-relaxatietijd T1
"^ 11
2.2.2.
11
De dwarsrelaxatietijd T2
2.3.
De excitatie
13
2.4.
De detectie
15
2.4.1. 2.4.2. 2.5.
De inversie-herstelreeks De spin-echo
Sen blokschema van het N.M.R.-systeem 2.5.1. De magneet
16 16 19 20
- 2 -
2.
WAT IS W.M.R. ?
De kernspinresonantie of Nuclear Magnetic Resonance (N.M.R.) is een nieuwe diagnostische techniek v/aarvoor medici grote belangstelling tonen als nieuwe mogeli.lkheid naast rontgendiagnostiek. Met deze techniek is het mogelijk om beelden van dwarsdoorsneden van de patient te construeren. De meetsignalen zijn afkomstig van protonen in het lichaam, dit zijn deelt.jes die in alle atoomkernen voorkoinen. Relevant zijn in dit geval de waterstofkernen waaruit het menselijk lichaam voor het grootste gedeelte bestaat. Protonen draaien van nature om nun as waardoor ze een hoekimpulsmoment bezitten, kortweg aangeduid met spin. Daar protonen ook elektrisch geladen zijn bezitten ze ook een magnetisch moment. We kunnen protonen dus als kleine draaiende magneetjes beschouwen. Als nu een magnetisch veld wordt aangebracht dan richten ze zich allemaal in de richting van dat magneetveld. Tegelijkertijd bev.'egen ze iets gekanteld om het magneetveld heen, dit wordt de Lamorprecessie genoemd. In een homogeen magneetveld kantelen de protonen met precies dezelfde frequentie om dit veld heen. Wordt er nu een radiogolf van deze frequentie naar de protonen gestuurd dan wordt de kanteling van alle protonen evenveel groter, ze zijn dan uit hun evenwicht gebracht (excitatie) . Zodra de radiogolf ophoudt verdwijnt deze vergrote kanteling weer en gaan de protonen terug naar hun oude stand. Hierbij wordt radiostraling uitgezonden en deze bevat de informatie: - Als er veel protonen zijn, dus veel water, dan wordt een groot signaal verkregen en bij weinig water een klein signaal, - Indien het water chemisch is gebonden dan duurt het wat langer voordat de protonen zich weer oprichten zodat het signaal dan ook later komt. Uit dit tijdsverschil valt iets op te maken over de weefseleigenschappen al of niet als uiting van ziekteverschijnselen. De details van het resonantieverschijnsel hangen dus onder andere
van de volgende parameters af: - De dichtheid van de protonen, - de relaxatietijden (T1 en T2) die de terugkeer van de geexciteerde toestand naar de toestand van thermisch evenwicht beschrijven. In dit hoofdstuk zullen de belangrijkste facetten van het N.M.R. systeem behandeld worden.
- 4-
2.1
IET BASISPRIHCIPE
De kern van ieder atoom met een oneven aantal spins zal een magnetische v;erking naar buiten toe hebben als deze een impulsmoment bezit. Bit wisselende magnetische veld kan van buitenaf met een ontvangstspoel worden gedetecteerd. Het blijkt dat v/aterstof verreweg het sterkste signaal genereert in de .spoel. In biologisch weefsel komt waterstof in grote hoeveelheden voor zodat kernspinresonantie zich uitstekend voor weefselonderzoek leent. Het N.M.R.-signaal is, zelfs bij waterstof, erg klein. De grootte van dit signaal is niet te beinvloeden omdat de grootte afhangt van de gegeven natuurlijke concentratie van de bestudeerde atomen en het aantal protonen dat door het magnetische veld wordt gericiit. Dus alleen door een sterker magnetisch veld toe te passen kan het signaal worden vergroot. Bij Medical Systems passen ze dan ook magneten toe met een veld van 0,1 - 2 Tesla.
2.1.1.
De gyroscoop
Om het principe van l.M.R. te verduidelxjken bekijken we even een tolbeweging (gyroscoop) zoals afgebeeld in figuur 1 . 'W2
fig. 1
een tolbeweging
- 5-
In eerste instantie draait de tol slechts om de tolas met hoeksnelheid W1. Y/anneer de tol niet vertikaal staat, zoals getekend, dan oefent de zwaartekracht op het hoog gelegen zwaartepunt een zodanige kracht uit dat de tol zou omvallen. Volgens de onderstaande wet uit de roterende dynamica ontstaat ma op de tol een zodanig koppel dat de tolas gaat precederen met hoeksnelheid W2. Y/2 = m x _L gX *ifrI Hierin is:
....
formule 1
I = het massatraagheidsmoment van de tol m = de massa van de tol g = de gravitatieversnelling
Het hiervoor beschreven mechanische principe is ook van toepassing op kernen van atomen welke een oneven aantal protonen of neutronen bezitten. Alleen dan kan er volgens de fysica een netto magnetisch moment zi,jn. De precessiebeweging W2 wordt kernspinresonantie genoemd, internationaal aangeduid met N.M.R.. Om het gedrag van de protonen te beschryven zullen we deze beschouv;en , zoals eerder beschreven, als kleine draaiende magneet.jes, zie figuur 2 .
v_y
0 0-0XX
fig. 2 willekeurig gerichte kernen Deze magneetjes zi,jn goed afgeschermd van de buitenwereld door de negatief geladen elektronenwolk rondom het atoom. Toon zijn de kernen nog voldoende te beinvloeden door een extern aangelegd magnetisch veld, zie figuur 3 .
- 6-
x/ fig. 3
2.1.2
kernen gericht door een extern magnetisch veld
De Larmor-r>recessie
Geplaatst in een homogeen magnetisch veld heeft een substantie die protonen bevat een kernmagnetisatie in de richting van dat veld, doordat meer spins met het veld m£4 zijn gericht dan er tegen in. Het overwicht van de met het veld meegerichte spins is altijd zeer gering, bijvoorbeeld in een veld van 0,3 Tesla bi,i kamertemperatuur niet meer dan omstreeks 1 op 10 . De magnetisatie bedraagt dan dus slechts 10" van de theoretische verzadigingswaarde (gelijk gerichte spins). Op een gegeven moment wordt met een zogenaamde <*-puls de magnetisatie M over een hoek « gedraaid, zie figuur 4a , de e< -puls wordt in paragraaf 2.3 nader beschreven.
M
a
B
fig. 4
de Larmor-precessie
- 7-
Vanaf dat moment beschrLjft M een precessie om de z-as (de richting van net magneetveld), zie figuur 4 . Deze beweging wordt de Larmor-precessie genoemd en wordt beschreven, in de g.ebruikelijke complexe notatie, door de verge lijkingen: Mz = constant •™+ ~ _ ,-.„ 2 o .... lormule Mi. = MiO x e °yT met W = % x B Hierin is: M± = de complexe dwarsmagnetisatie = MX + jMy Mj.0= MJ. op tijdstip t = 0 W = de Larmor-cirkelfrequentie ^ = de gyromagnetische verhouding, voor proton-N.M.R. in v/ater geldt X/2Tf = 42,576 MHz/Tesla B = de magnetische inductie We zien in formule 2 dat de precessiefrequentie evenredig is met de sterkte van net magnetische veld. Dit geldt ook bij de gyroscoop (formule 1) waar deze frequentie evenredig is met de gravitatieversnelling, ofwel met de "sterkte van net aardveld". 2.1.3. De beeldvorming Ten einde hier in net kort de grondgedachte van H.M.R.-beeldvorming duidelijk te maken, stellen we ons voor dat we een dun buisje hebben waarin protonen (bv. van water) inhomogeen over de lengte verdeeld zijn, zie figuur 5a . Piguur 5b geeft de pro tonenconcentratie & als functie van de plaats x weer, gemeten langs het buis.je. Dm een e'e'ndimensionale N.M.R.-afbeelding van deze verdeling te maken gaan we als volgt te werk. Het buisje wordt in een zeer homogeen magneetveld gelegd en door middel van aparte spoelen, zogenaamde gradientspoelen, wordt in de richting van het buis.je een gradient in de veldsterkye aangebracht. De inductie varieert dan over het buisje van BO + £ A B tot Bn zoals getekend in figuur 5°.
Q *
\AB S
nL-7(B0-1hABl
Fig. 5
principe van 1D-U.M.R. -be eldvorming
Ket een korte, betrekiceliik breedbandige , hoog-frequent puls worden vervolgens alle protonen in het buisje geexciteerd. Direct na afloop van deze puls v/ordt de spanning die de protonen in een detectiespoel induceren gene ten. Bit signaal is een sunerpcsitie van de signalen van de individuele protonen die staan te precederen met Larmor-frequenties tussen x (Bn - ^3) en % x (Bn + Het spectrum of de Fouriergetransformeerde van het signaal, zie figuur 5 , geeft het aantal protonen dat in elk f requentiegebiedie precedeert weer. <7egens de directe relatie tussen frequentie,veld en plaats is nu de verdeling van de protonen over de plaats bekend. Vertaling van het spectrum in een zwarting levert ten slotte de gezochte afbeelding, zie figuur 5e . De methcde komt dus in het kort hierop neer, dat de nauwkeurige veldsterktediscriminatie die met N.M.R. mogelijk is met behulp van een gradient wordt omgezet in plaatsdiscriminatie.
Door handig te spelen met veldgradienten in x,y en z-richting is het mogeliik om op soortgelijke wiize 2D-afbeeldingen te maken, Piguur 6 geeft de spoelen voor de y en z-gradient schematise!! weer.
•BO 2
Pig. 6
de y- en z-gradientspoelen
Naast protonenconcentratie-gevoelige afbeeldingen is het ook mogeliik om afbeeldingen te maken die gevoelig ziin voor de relaxatietrjden T1 of T2. Dit kan vaak grotere contrasten geven doordat weefsels en lichaamsvochten veelal grotere verschillen vertonen in relaxatietijden dan in protonenconcentraties. Hoe 11 en T2 uit het detectiesignaal wordt bepaald komt in naragraaf 2.4 ter sorake. De medische wereld toont grote belangstelling voor N.M.R.beeldvormdng. Medici kunnen namelijk met deze methode het inwendige van het menseliik lichaam vaak gemakkelijker en duidelijker "zien" dan met andere diagnostische methodes, bijvoorbeeld een verschil tussen gezond en ziek weefsel. Bovendien ziet het 3r naar uit dat de gebruikte middelen in geen enkel opzicht fysiologische schade aanrichten, terwijl dat van de gebruikeliike rontgenstralen niet kan worden gezegd.
- 10 -
2.2
DE RELAXATIE
Als een geexciteerd spinsysteem op zijn beloop wordt gelaten, sterft de Larmor-precessie uit en keert net systeem terug naar de toestand van thermisch evenwicht. In eerste instantie zouden we verwachten dat de afname van de precessie van de magnetisatie M verloopt via een spiraal op een bol met radius M, zie figuur 7*.
a Pig. 7
/
b
afname van de Larmor-precessie
Meestal echter is de afname zoals getekend in figuur 7 ; de longitudinale component Mz relaxeert trager dan de dwarscomponent MJ. . Mz gaat expotentieel naar zijn eindwaarde M en M_L relaxeert expotentieel naar nul. De hiervoor karakteristieke tijden worden de longitudinale-relaxatietijd T1 en de dwarsrelaxatietijd T2 genoemd, zoals aangegeven in figuur 8.
Fig. 8 de relaxatietijden T1 en T2
- 11 -
2.2.1.
De longitudinale-relaxatietijd T1
T1 is in feite karakteristiek voor de terugkering naar de toestand van thermisch evenwicht na een verstoring. Bus, globaal gesproken, duurt het een tijd T1 om een substantie te magnetiseren en nog een tijd T1 om het te demagnetiseren, nadat het respectievelijk in en uit een magneetveld is gebracht. T1 wordt ook de "spin-lattice relaxation time" genoemd (lattice is rooster) omdat het evenwicht wordt bereikt door interactie van de spins met het rooster waarin ze vast zitten. In vaste stoffen kan deze interactie zo klein zijn dat het minuten tot zelfs uren kan duren tot de eindwaarde is bereikt. In biologische v/eefsels echter ligt T1 in het bereik van 50 ms. tot 2,7 s. . 2.2.2.
De dwarsrelaxatietijd T2
Een geheel ander proces laat MJ_ naar nul afnemen. In thermisch evenwicht en in een homogeen magnetisch veld precederen alle protonen met de Larmor-frequentie, maar er is geen netto effect omdat ze volledig ongecoordineerd precederen (met willekeurige fase). Door de<x.-puls worden alle spins in fase gebracht, doch doordat de rotatiesnelheden nooit exact gelijk zijn is dit van korte duur waardoor het netto effect naar nul afneemt. Het verschil in de rotatiesnelheden komt hoofdzakelijk door de omringende magnetische momenten van andere protonen die r;e lokale velden van de individuele proton beinvloeden. Yandaar dat T2 ook de "spin-spin relaxation time" wordt genoemd. In vloeistoffen is de thermische beweging van de moleculen zo snel dat hun invloed op het lokale veld vaak is uitgemiddeld gedurende e'e'n precessie-periode. Daarom is T2 in vloeistoffen vaak groter dan in vaste stoffen. In biologisch weefsel ligt T2 in het bereik van 40 tot 300 ms. . In evenwicht is er geen dwarsmagnetisatie zodat T2 niet groter kan zijn dan T1 .
- 12 -
In werkelijkheid is het veld nooit exact homogeen. Verschillende delen van het spinsysteem staan dus in velden van iets verschillende sterkte. De "deelmagnetisaties" hebben dus iets verschillende hoeksnelheden volgens de formule W = X 3C B . • ]\Ta de <x-puls beginnen zij derhalve onmiddelijk te defaseren en raken steeds verder uit fase, de dwarsmagnetisatie neemt hierdoor nog sneller af. Bit wordt beschreven met een relaxatietijd T2» die dus korter is dan de "echte" T2 . In de vorige alinea worden de ongewenste inhomogeniteiten bedoeld afkomstig van de, niet ideale, magneet. Hier wordt dus niet bedoeld de met opzet aangebrachte gradienten in het veld welke bi.i N.M.R.-beeldvorming worden toegepast.
2.3.
DE SXGITATIS
In deze paragraaf wordt beschreven hoe met een zogenaamde <*-puls een spinsysteem wordt geexciteerd. We maken hierbij gebruik van hoog-frequent-(hf)-apparatuur die een hf-oscillator bevat met een cirkelfrequentie W» die ongeveer gelijk is aan de centrale Larmor-frequentie van net spinsysteem. De oscillator wekt tijdens een zendpuls via een excitatiespoel een hfwisselveld op in het spinsysteem. We kunnen dit veld ontbonden denken in twee circulair gepolariseerde componenten, zie figuur 9 B t
W0 /
1
AW0
2/r
Pig. 9 het wisselveld Een van deze componenten, die met de spins meedraait, is belangrijk, de andere is geheel "out of tune" en heeft geen invloed. We vat ten het hf-veld derhalve op als een in het x,y-vlak circulair gepolariseerd veld B.. met hoeksnelheid W~ . Het gedrag van de magnetisatie M wordt nu beschreven in het "meedraaiende" coordinatenstelsel x',y',zf waarvan de z'-as samenvalt met de z-as, zie figuur 10 t
Pig. 10
de cX-puls in het meedraaiende coordinatenstelsel
- 14 -
Het stelsel draait met een hoeksnelheid WQ om de z'-as rond in de richting van de precessie en van het hf-veld. In dit stelsel staat het hf-veld EL dus stil. Als de precessie-hoeksnelheid van M preciee gelijk is aan WQ dan voelt M in dit stelsel het constante veld BO niet meer, het veld is "in rekening gebracht" door de draaiing. V66r en nd" een puls staat M zodoende stil in dit stelsel. Tijdens een puls "voelt" M echter nog wel het hf-veld IL en voert M derhalve de Larmor-precessie om B.. uit. Met behulp van deze kennis is de <x.-puls eenvoudig te beschrljven. We kiezen de fase van het draaiende assenstelsel zd dat IL langs de x'-as ligt, het hf-veld staat dus loodrecht op het hoofdveld. M draait dan vanaf zijn beginstand langs de z'-as naar de y'-as met een hoeksnelheid gelijk aan X x B^ . In een tijdje-at legt M daarbij een hoek af van oi. = y x B^ xAt. We verkrijgen dus een £*-puls door B^ en At zd te kiezen dat % z B- x A t gelijk is aan =< . Meestal wordt er geexciteerd met 90°-pulsen en met 180°-pulsen. In de volgende paragraaf gaan v/e het nut van deze pulsen nader bekijken.
2.4.
DJ; DETECTIE
Na het einde van een puls precedeert M vrij rond het hoofdveld, De detectie hiervan vindt meestal door dezelfde spoel plaats die ook de puls produceert. Deze spoel staat loodrecht op het hoofdveld zodat de dwarsmagnetisatie gemeten wordt. De geinduceerde spanning is het PID-signaal (Pree Induction Decay), zie onderstaande figuur 11 .
Pig. 11
het PID-signaal
De sterkte van het signaal is een maat voor het aantal geexciteerde protonen. Maar ook de relaxatietijden kunnen door een juiste opeenvolging van 90°- en 180°-pulsen uit het FID-signaal worden bepaald. We bekijken nu twee manieren van signaalproduktie waarbfj uit het gedetecteerde signaal de relaxatietijd T1 respectievelijlc T2 kan worden bepaald.
- 16 -
2.4.1.
De inversie-herstelreeks
De inversie-herstelreeks start met een 180 -puls, zie figuur 12a , die de magnetisatie M inverteert, zie figuur 12b ;1—-2). De magnetisatie begint onmiddelijk te herstellen naar thennisch evenwicht (2-*-3). Na een vertragingstijd x wordt een 90°-puls gegeven, zodat er een dwarsmagnetisatie ontstaat (3-~4). Deze wordt gedetecteerd (S in figuur 12a) en net detectiesignaal net nd! de 90 -puls is een maat voor de waarde van M net z vddr de puls. ISO"
90°
S..S
180°
V
/go°
Pig. 12
de inversie-herstelreeks
De beginwaarde van het detectiesignaal is een punt van de relaxatie-kromme van M op het tijdstip t = f . Door dit experiment voor verschillende vertragingstijden te herhalen kan het verloop van M Z worden bepaald, zie figuur 12° . Uit deze kurve kunnen we de longitudinale relaxatietijd T1 halen.
2.4.2.
De spin-echo
¥.a een 90 -puls begint de dwarsmagnetisatie te relaxeren zoals getekend in figuur 13a . Meten we nu de afname van het FIDsignaal dan vinden we T21, terwijl we T2 willen weten. Dit is een gevolg van de veldinhomogeniteiten wat eerder is behandeld,
- 17 -
-—
180o
90^ B«
o Pig. 13
d
spin-echo
Om de invloed van de veldinhomogeniteiten op te heffen wordt, in plaats van de afname direct te meten, een 180 -puls gegeven enige tljd na de 90 -puls. Vervaarlozen we in eerste instantie de dwarsrelaxatie. De dwarsir.agnetisatie zal toch nog afnemen als gevolg van de reeds geloemde defasering van de deelmagnetisaties , die op nun beurt •weer een gevolg zijn van de veldinhomogeniteiten. Bit laatste proces is in figuur 13 in beeld gebrachtj de deelmagnetisatie 1 staat in een te groot veld en loopt dus voor, 2 staat in een te klein veld en loopt achter (x'-yr-zr is een meedraaiend assenstelsel) . Na een periode t wordt een 180 puls gegeven, zie figuur 13e. Aangezien 1 nog steeds te snel en 2 te langzaam loopt, lopen ze weer naar elkaar toe en zijn
ze na precies eenzelfde periode ~c in fase, zie figuur 13f. Bit geeft een groot signaal dat het echo-signaal wordt genoemd, De tijd tussen de eerste puls en de echo is de spin-echo tijd TE, Herhaling van de 180°-puls op intervallen ter grootte TE geeft een echo-serie. Al deze echo's zouden hetzelfde maximum hebben, ware het niet dat tengevolge van de d-warsrelaxatie het maximum afneemt. Hit deze afname is, zoals in de onderstaande figuur is aangegeven ,de "echte" T2 te bepalen.
,S ^vy™pw
Pig. 14
een echo-serie
- 19 -
2.5.
SEN BLOKSCHEMA VAN HET U.M.R.-SYSTEEM
Nu de belangrijkste facetten van het N.M.R.-systeem zijn behandeld wordt tenslotte in deze paragraaf een blokschema, zoals hieronder getekend, met de voornaamste onderdelen besproken.
Fig. 15
een blokschema van een kernspintomograaf
In het blokschema zijn de voedingen van de magneet- en gradientspoelen (SM,SG ,SG ,S&Z) aangegeven. De pulsen worden gegenereerd met een pulsgenerator (PG). De opeenvolging hiervan en van de gradienten wordt geregeld door het onderdeel PC ("Process Control"). Na een puls wordt het signaal van de vrij precederende spins (het FID-signaal) na fasegevoelige detectie (PD) en analoog-digitaal-omzetting (A/D) opgeslagen in de computer. Na een serie van bijvoorbeeld 200 pulsen, telkens onder een andere combinatie van gradienten, bevat de computer voldoende informatie voor de constructie van een zwartingsbeeld van de, door de gradienten geselecteerde, dwarsdoorsnede. Op deze wijze is op ongevaarlijke manier een afbeelding verkregen van een plakje uit het menselijk lichaam, zie figuur 16. Vandaar dat het, in figuur 15 weergegeven systeem, kernspintomograaf wordt genoemd.
- 20 -
Fig. 16 tt.M.R.-afbeeldingen van doorsneden van net lichaam In bovenstaande afbeeldingen zijn weefsels met een geringe protonenconcentratie, ofwel weinig water, donker getint. Daar botweefsel relatief "droog" is kunnen we de schedel in de eerste twee afbeeldingen niet zien.
2.5.1.
De magneet
Het meest indrukwekkende onderdeel uit net blokschema is de magneet (M) . Om een indruk te geven over de omvang van de magneet,, geeft onderstaande afbeelding een zogenaamde weerstandmagneet weer; deze bestaat namelijk uit watergekoelde koperbuis,
Pig. 17
een weerstandmagneet
- 21 -
Het spoelenstel bestaat uit drie hoofddelenr - de magneetspoelen-, die voor het homogene hoofdveld zorgen, - een drietal gradientspoelen voor de magnetische veldgradienten in x,y en z richting, - een zend- en ontvangstspoel om te exciteren en tevens het PID-signaal te detecteren. In figuur 17 zien we de twee grote binnenspoelen (inwe»dige diameter van 1,10 m.) en een van de twee kleine binnenspoelen (diameter 0,70 m.). De witte geleiders maken deel uit van de G - en de G -gradientspoelen, de Gz-spoelen zijn in de afbeelding niet te zien. De patient wordt in een Faraday-kooi in de magneet geschoven om hf-storingen van buitenaf uit te sluiten. Met een vermogen van ongeveer 50 kW wordt met de weerstandmagneet een veld verkregen van ruim 0,14 Tesla met onbedoelde i ^^ C inhomogeniteiten van - 10 - in een schijf met een diameter van 35 cm. en een dikte van 1 m. ! Sterk in opkomst zijn de supergeleidingsmagneten waarmee een inductie van 2 Tesla (!) bereikt kan worden. De legering Nb48/cTi (Niobium/Titaan) bezit de eigenschap beneden een temperatuur van 9,2 K een soortelijke weerstand te bezitten gelijk aan 0 . Dit wordt supergeleiding genoemd. Van dit supergeleidend materiaal wordt een spoel gewikkeld waarin ondanks grote stromen, en dus een grote inductie, ge'e'n warmteontwikkeling plaats vindt. Om de benodigde lage temperatuur te handhaven is de spoel met vloeibare helium (kookpunt is 4,2 K) omgeven. In de kortgesloten spoel moet vervolgens een stroom worden a.angebracht. Daartoe wordt met behulp van een "heat-switch" de spoel onderbroken. Dit is een gedeelte van de spoel waar de supergeleidirrg tijdelijk opgeheven kan worden door daar warmte toe te voeren. Met een externe voeding wordt nu de stroom in de spoel langzaam opgevoerd tot 80 A. De heat-switch wordt hierna verwijderd en de stroom zal oneindig lang rond blijven gaan en aldus het veld veroorzaken.
- 22 -
~-
In onderstaande afbeelding is de supergeleidende magneet afgebeeld welke bij Medical Systems wordt toegepast. Door de sterke opkomst van de kernspintomografie kunnen we in de toekomst dit apparaat in menig diagnostische afdeling van een ziekenhuis tegenkomen.
Pig.
18
een supergeleidende magneet
Bronvermelding: - Kernspintomografie,een artikel van P . R . Locher in het Philips Technisch Tijdschrift - "Medium field whole body imaging magnet" van Oxford Magnet Technology (figuur 18)
