JPH0448451B2 - - Google Patents
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- JPH0448451B2 JPH0448451B2 JP58066038A JP6603883A JPH0448451B2 JP H0448451 B2 JPH0448451 B2 JP H0448451B2 JP 58066038 A JP58066038 A JP 58066038A JP 6603883 A JP6603883 A JP 6603883A JP H0448451 B2 JPH0448451 B2 JP H0448451B2
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- Japan
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- intensity distribution
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- gradient magnetic
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- G—PHYSICS
- G01—MEASURING; TESTING
- G01R—MEASURING ELECTRIC VARIABLES; MEASURING MAGNETIC VARIABLES
- G01R33/00—Arrangements or instruments for measuring magnetic variables
- G01R33/20—Arrangements or instruments for measuring magnetic variables involving magnetic resonance
- G01R33/44—Arrangements or instruments for measuring magnetic variables involving magnetic resonance using nuclear magnetic resonance [NMR]
- G01R33/48—NMR imaging systems
- G01R33/54—Signal processing systems, e.g. using pulse sequences ; Generation or control of pulse sequences; Operator console
- G01R33/56—Image enhancement or correction, e.g. subtraction or averaging techniques, e.g. improvement of signal-to-noise ratio and resolution
- G01R33/565—Correction of image distortions, e.g. due to magnetic field inhomogeneities
- G01R33/56563—Correction of image distortions, e.g. due to magnetic field inhomogeneities caused by a distortion of the main magnetic field B0, e.g. temporal variation of the magnitude or spatial inhomogeneity of B0
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- Magnetic Resonance Imaging Apparatus (AREA)
Description
【発明の詳細な説明】
〔発明の利用分野〕
本発明は核磁気共鳴（以下、「NMR」という）
を用いた検査装置に関し、特にNMRイメージン
グにおいて画質省化の原因となる静磁場の不均一
さおよび傾斜磁場の非直線性の影響を完全に補正
可能なNMRを用いた検査装置に関する。
を用いた検査装置に関し、特にNMRイメージン
グにおいて画質省化の原因となる静磁場の不均一
さおよび傾斜磁場の非直線性の影響を完全に補正
可能なNMRを用いた検査装置に関する。
NMRを用いた検査装置（以下、単に「検査装
置」という）は、NMR現象を利用して対象物体
中の核スピンの密度分布、緩和時間分布等を非破
壊的に求めることにより、対象物体の所望の検査
部位の断面像を構成・出力するものである。
置」という）は、NMR現象を利用して対象物体
中の核スピンの密度分布、緩和時間分布等を非破
壊的に求めることにより、対象物体の所望の検査
部位の断面像を構成・出力するものである。
第１図に検査装置の概略構成を示す。図におい
て、１は静磁場Hoを発生させる磁気、２は対象
物体、３は高周波磁場を発生させると同時に対象
物体２から生ずる信号を検出するための検出コイ
ル、４ｘ，４ｚはそれぞれｘ，ｚ方向の傾斜磁場
を発生させるためのコイルである。これらのコイ
ルおよびｙ方向の傾斜磁場を発生させるコイル５
には、それぞれ駆動装置６，７，８により電流が
供給される。これらの駆動装置６，７，８は、計
算機９からの信号により動作する。コイル５とし
ては互いに逆向きに電流が流れるように配線され
た円線輪を用いる。上記コイル４ｘ，４ｚ，５に
より発生する傾斜磁場の強度は、対象物体の大き
さを検出する装置１１あるいは本装置の操作者か
らの指令により、変化させることができる。
て、１は静磁場Hoを発生させる磁気、２は対象
物体、３は高周波磁場を発生させると同時に対象
物体２から生ずる信号を検出するための検出コイ
ル、４ｘ，４ｚはそれぞれｘ，ｚ方向の傾斜磁場
を発生させるためのコイルである。これらのコイ
ルおよびｙ方向の傾斜磁場を発生させるコイル５
には、それぞれ駆動装置６，７，８により電流が
供給される。これらの駆動装置６，７，８は、計
算機９からの信号により動作する。コイル５とし
ては互いに逆向きに電流が流れるように配線され
た円線輪を用いる。上記コイル４ｘ，４ｚ，５に
より発生する傾斜磁場の強度は、対象物体の大き
さを検出する装置１１あるいは本装置の操作者か
らの指令により、変化させることができる。
核スピンを励振する高周波磁場はシンセサイザ
１２により発生させた高周波を変調装置１３で波
形整形・電力増幅し、前記コイル３に電流を供給
することにより発生させる。対象物体２からの信
号は上記コイル３により受信され、増幅装置１４
を通つた後、検波器１５で直交検波され計算機９
に入力される。計算機９は信号処理後、核スピン
の密度分布あるいは緩和時間分布に対応する画像
をCRTデイスプレイ１６に表示する。
１２により発生させた高周波を変調装置１３で波
形整形・電力増幅し、前記コイル３に電流を供給
することにより発生させる。対象物体２からの信
号は上記コイル３により受信され、増幅装置１４
を通つた後、検波器１５で直交検波され計算機９
に入力される。計算機９は信号処理後、核スピン
の密度分布あるいは緩和時間分布に対応する画像
をCRTデイスプレイ１６に表示する。
ここで、３次元に分布した対象物体（以下、
「被検体」という）の核スピンの密度分布あるい
は緩和時間分布に対応する画像は、通常、次のい
ずれかの方法により計測される。
「被検体」という）の核スピンの密度分布あるい
は緩和時間分布に対応する画像は、通常、次のい
ずれかの方法により計測される。
(1) 投影一再構成法を用いる方法
この方法を用いる場合には、まず、特定の２
次面を選び出す。これには(1)選択照射法（例え
ば、P.Mausfield他、“Medical Iwaging by
NMR”、British Journal of Radiology、50
pp188〜194（1977）参照）、(2)振動傾斜磁場を
用いる方法（例えば、W.S.Moore他、
“Experimental considerations in
implementing ａ whole body multiple
sensitive point nuclear magnetic resonance
imaging system”、Phil.Trans.R.Soc.Lond.
B289、511〜518（1980）参照）が知られてい
る。選び出された２次元面を画像とするには、
投影一再構成法が用いられる。
次面を選び出す。これには(1)選択照射法（例え
ば、P.Mausfield他、“Medical Iwaging by
NMR”、British Journal of Radiology、50
pp188〜194（1977）参照）、(2)振動傾斜磁場を
用いる方法（例えば、W.S.Moore他、
“Experimental considerations in
implementing ａ whole body multiple
sensitive point nuclear magnetic resonance
imaging system”、Phil.Trans.R.Soc.Lond.
B289、511〜518（1980）参照）が知られてい
る。選び出された２次元面を画像とするには、
投影一再構成法が用いられる。
(2) 直接計測法
この方法は、被検体内の核スピン分布および
緩和時間分布等のフーリエ変換の直交座標点を
直接計測する方法であり、例えば、A.Kumar
他提案のフーリエ・ズーグマトグラフイー法
（Journal of Magnetic Resonance13、69〜
831975参照）、W.A.Edelstein他提案のスピン
ワープ法Physics in Medicine ＆Biology25、
751〜756、1980参照）等が知られている。
緩和時間分布等のフーリエ変換の直交座標点を
直接計測する方法であり、例えば、A.Kumar
他提案のフーリエ・ズーグマトグラフイー法
（Journal of Magnetic Resonance13、69〜
831975参照）、W.A.Edelstein他提案のスピン
ワープ法Physics in Medicine ＆Biology25、
751〜756、1980参照）等が知られている。
上記いずれの方法も、静磁場の強度分布が不均
一である場合、あるいは傾斜磁場の強度分布が非
直線的である場合には、これにより出力される画
像に歪を生ずるため、これらに対する補正を行わ
なければならないという問題がある。
一である場合、あるいは傾斜磁場の強度分布が非
直線的である場合には、これにより出力される画
像に歪を生ずるため、これらに対する補正を行わ
なければならないという問題がある。
本発明は上記(2)の直接計測法を用いる撮像にお
ける静磁場の不均一さおよび／または傾斜磁場の
非直線性の影響を補正可能とした検査装置を提供
することを目的とする。
ける静磁場の不均一さおよび／または傾斜磁場の
非直線性の影響を補正可能とした検査装置を提供
することを目的とする。
本発明の要点は、直接計測法を用いる撮像を行
う検査装置において、視野内における静磁場の強
度分布および／または傾斜磁場の強度分布を予め
測定しておき、このデータを用いて、上記静磁場
および傾斜磁場の下で得た画像を、該画像上の各
点ごとに補正するようにした点にある。
う検査装置において、視野内における静磁場の強
度分布および／または傾斜磁場の強度分布を予め
測定しておき、このデータを用いて、上記静磁場
および傾斜磁場の下で得た画像を、該画像上の各
点ごとに補正するようにした点にある。
これについて、以下、若干補足的説明を行う。
説明を簡単にするために、２次元で、静磁場の強
度分布の不均一さに対する補正を行う場合を、フ
ーリエ・ズーグマトグラフイー法を例にとつて説
明する。
説明を簡単にするために、２次元で、静磁場の強
度分布の不均一さに対する補正を行う場合を、フ
ーリエ・ズーグマトグラフイー法を例にとつて説
明する。
Ｃ（ｘ，ｙ）を対象の分布、Ｅ（ｘ，ｙ）を静磁
場の分布の基準量からのずれ、Gx，Gyをそれぞ
れｘ方向、ｙ方向の傾斜磁場の傾斜の大きさとす
ると、計測データは Ｓ（tx，ty）＝∫C（ｘ，ｙ）exp［−2πjγ｛（Ｅ（ｘ
，ｙ）＋Gxｘ）tx＋（Ｅ（ｘ，ｙ）＋Gyｙ）ty｝］dxdy
(1) で表わされる。なお、ここでは緩和の項は無視し
ている。また、γは核磁気回転比、tx，tyはそれ
ぞれｘ方向、ｙ方向への傾斜磁場を印加している
時間である。
場の分布の基準量からのずれ、Gx，Gyをそれぞ
れｘ方向、ｙ方向の傾斜磁場の傾斜の大きさとす
ると、計測データは Ｓ（tx，ty）＝∫C（ｘ，ｙ）exp［−2πjγ｛（Ｅ（ｘ
，ｙ）＋Gxｘ）tx＋（Ｅ（ｘ，ｙ）＋Gyｙ）ty｝］dxdy
(1) で表わされる。なお、ここでは緩和の項は無視し
ている。また、γは核磁気回転比、tx，tyはそれ
ぞれｘ方向、ｙ方向への傾斜磁場を印加している
時間である。
ここで、積分変数を
に従つて変換すると、(1)式は
Ｓ（tx，ty）＝∫C′（x′，y′）exp［−2πj
γ（Gxx′tx＋Gyy′ty）］dx′dy′(3) となる。ここで、 C′（x′，y′）＝Ｃ（f1（x′，y′），f2（x′，y′
））／１＋１Gy ∂E（ｘ，ｙ）／∂y＋１／Gx ∂E（ｘ
，ｙ）／∂x(4) である また、ここで、f1（x′，y′）、f2（x′，y′）は(2
)式
を逆に解いた結果をｘ＝f1（x′，y′）、ｙ＝f2（x′
，
y′）と表記したものである。
γ（Gxx′tx＋Gyy′ty）］dx′dy′(3) となる。ここで、 C′（x′，y′）＝Ｃ（f1（x′，y′），f2（x′，y′
））／１＋１Gy ∂E（ｘ，ｙ）／∂y＋１／Gx ∂E（ｘ
，ｙ）／∂x(4) である また、ここで、f1（x′，y′）、f2（x′，y′）は(2
)式
を逆に解いた結果をｘ＝f1（x′，y′）、ｙ＝f2（x′
，
y′）と表記したものである。
通常傾斜磁場は
Gy≫∂E（ｘ，ｙ）／∂y，Gx≫∂E（ｘ，ｙ）／∂x (5)
の条件で印加されるので、(4)式は
C′（x′，y′）
≒Ｃ（f1（x′，y′），f2（x′，y′）） (6)
と置くことができる。
さて、計測データＳ（tx，ty）を２次元逆フー
リエ変換するとC′（x′，y′）を得る。このC′（x′
，
y′）は(6)式により、もとの分布Ｃ（ｘ，ｙ）を(2)
式に従つて座標変換したものに等しい。すなわち
視野内での静磁場分布により画像は(2)式で示され
るゆがみを受ける。
リエ変換するとC′（x′，y′）を得る。このC′（x′
，
y′）は(6)式により、もとの分布Ｃ（ｘ，ｙ）を(2)
式に従つて座標変換したものに等しい。すなわち
視野内での静磁場分布により画像は(2)式で示され
るゆがみを受ける。
実際、現状の装置では、傾斜磁場の大きさは
0.2〜0.3ガウス／cmであり、また、現実に得られ
る最高性能のマグネツトでも、40cm視野において
３×10-5程度の不均一さを持つ。この場合、ｘ−
x′≒1.5絵素、ｙ−y′≒1.5絵素であるので、２絵
素程度のゆがみをうけることになる。
0.2〜0.3ガウス／cmであり、また、現実に得られ
る最高性能のマグネツトでも、40cm視野において
３×10-5程度の不均一さを持つ。この場合、ｘ−
x′≒1.5絵素、ｙ−y′≒1.5絵素であるので、２絵
素程度のゆがみをうけることになる。
本発明は、前述の如く、視野内における静磁場
分布Ｅ（ｘ，ｙ）を予め測定しておき、このデー
タを用いて、静磁場分布の影響を受けた画像
C′（x′，y′）を(2)式で示された（ｘ，ｙ）と（x′
，
y′）の対応関係を利用して補正するものである。
分布Ｅ（ｘ，ｙ）を予め測定しておき、このデー
タを用いて、静磁場分布の影響を受けた画像
C′（x′，y′）を(2)式で示された（ｘ，ｙ）と（x′
，
y′）の対応関係を利用して補正するものである。
以下、本発明の実施例を図面に基づいて詳細に
説明する。
説明する。
まず、２次元面をイメージングする場合を例に
とつて、フーリエ・ズーグマノグラフイー法の原
理と本発明を２次元のフーリエ・ズーグマトグラ
フイー法に適用した例について述べる。
とつて、フーリエ・ズーグマノグラフイー法の原
理と本発明を２次元のフーリエ・ズーグマトグラ
フイー法に適用した例について述べる。
第２図は２次元のフーリエ・ズーグマトグラフ
イー法を実施するための照射パルスと、ｘ，ｙ方
向の傾斜磁場と、核スピンからの信号のタイミン
グを示すものである。
イー法を実施するための照射パルスと、ｘ，ｙ方
向の傾斜磁場と、核スピンからの信号のタイミン
グを示すものである。
ここでは、（ｘ，ｙ）面に平行なある断面を選
択するものとしている。図において、RFは上記
照射パルスを、GyおよびGxはそれぞれ、ｙおよ
びｘ方向の傾斜磁場を示している。また、NSは
核スピンからの信号を示している。
択するものとしている。図において、RFは上記
照射パルスを、GyおよびGxはそれぞれ、ｙおよ
びｘ方向の傾斜磁場を示している。また、NSは
核スピンからの信号を示している。
まず、90゜パルスを印加して、試料内の核スピ
ンを90゜倒す。その直後に、上記傾斜磁場Gyを時
間tyだけ印加し、続けて傾斜磁場Gxを印加して
NMR信号の観測を始める。
ンを90゜倒す。その直後に、上記傾斜磁場Gyを時
間tyだけ印加し、続けて傾斜磁場Gxを印加して
NMR信号の観測を始める。
このような計測をｙ方向の傾斜磁場の印加時間
tyを変えて行つた結果得られる２次元信号Ｓ（tx，
ty）は、前記選択断面の核スピン分布Ｃ（ｘ，ｙ）
との間に Ｓ（tx，ty）＝∫C（ｘ，ｙ）exp｛−2πjγ（Gxxtx
＋Gyyty）｝dxdy(7) の関係がある。ただし、(7)式は傾斜が直線的で静
磁場が均一である場合にのみ成り立つものであ
り、また、緩和の項は無視している。(7)式からも
わかる通り、選択断面の核スピン分布Ｃ（ｘ，ｙ）
はＳ（tx，ty）を２次元フーリエ逆変換すること
により求まる。以上がフーリエ・ズーグマトグラ
フイー法の原理である。
tyを変えて行つた結果得られる２次元信号Ｓ（tx，
ty）は、前記選択断面の核スピン分布Ｃ（ｘ，ｙ）
との間に Ｓ（tx，ty）＝∫C（ｘ，ｙ）exp｛−2πjγ（Gxxtx
＋Gyyty）｝dxdy(7) の関係がある。ただし、(7)式は傾斜が直線的で静
磁場が均一である場合にのみ成り立つものであ
り、また、緩和の項は無視している。(7)式からも
わかる通り、選択断面の核スピン分布Ｃ（ｘ，ｙ）
はＳ（tx，ty）を２次元フーリエ逆変換すること
により求まる。以上がフーリエ・ズーグマトグラ
フイー法の原理である。
さて、もし、視野内で静磁場が均一ではなく、
ある分布を持つている場合にはＳ（tx，ty）とＣ
（ｘ，ｙ）の関係は(7)式ではなく前記(1)式で表わ
される。そして、計測信号Ｓ（tx，ty）を２次元
フーリエ逆変換して得られる画像はC′（x′，y′）
であり、これは(6)式に示される如く、もとの分布
Ｃ（ｘ，ｙ）に(2)式で示される座標変換をほどこ
したものに等しい。すなわち、点（ｘ，ｙ）にお
ける核スピン分布Ｃ（ｘ，ｙ）に対応する画像濃
度は、再生画像においては、(2)式で示される点
（x′，y′）に再生されることになる。
ある分布を持つている場合にはＳ（tx，ty）とＣ
（ｘ，ｙ）の関係は(7)式ではなく前記(1)式で表わ
される。そして、計測信号Ｓ（tx，ty）を２次元
フーリエ逆変換して得られる画像はC′（x′，y′）
であり、これは(6)式に示される如く、もとの分布
Ｃ（ｘ，ｙ）に(2)式で示される座標変換をほどこ
したものに等しい。すなわち、点（ｘ，ｙ）にお
ける核スピン分布Ｃ（ｘ，ｙ）に対応する画像濃
度は、再生画像においては、(2)式で示される点
（x′，y′）に再生されることになる。
本発明はこのことを利用しC′（x′，y′）からも
との分布Ｃ（ｘ，ｙ）に対応した（すなわち、静
磁場の不均一さの影響のない）画像を得るもので
ある。
との分布Ｃ（ｘ，ｙ）に対応した（すなわち、静
磁場の不均一さの影響のない）画像を得るもので
ある。
実際にはＣ（ｘ，ｙ）は離散点で求めるので、
画像をＮ×Ｎのマトリツクスで計算するものとし
て、前記Ｃ（ｘ，ｙ）をＣ（Ｉ，Ｊ）（Ｉ＝０，１，
…Ｎ−１；Ｊ＝０，１，…Ｎ−１）と表記する。
また、画素点（Ｉ，Ｊ）上の静磁場の規準値から
のずれも（ｘ，ｙ）の値をＥ（Ｉ，Ｊ）と書く。
再生画像データC′（x′，y′）も離散点で求まるの
で、C′（I′，J′）と表示する。
画像をＮ×Ｎのマトリツクスで計算するものとし
て、前記Ｃ（ｘ，ｙ）をＣ（Ｉ，Ｊ）（Ｉ＝０，１，
…Ｎ−１；Ｊ＝０，１，…Ｎ−１）と表記する。
また、画素点（Ｉ，Ｊ）上の静磁場の規準値から
のずれも（ｘ，ｙ）の値をＥ（Ｉ，Ｊ）と書く。
再生画像データC′（x′，y′）も離散点で求まるの
で、C′（I′，J′）と表示する。
さて、画素点（Ｉ，Ｊ）における静磁場不均一
の影響を補正した後の画像の、画素点（Ｉ，Ｊ）
における値Ｃ（Ｉ，Ｊ）は、再生画像において によつて計算される点（ξ，η）における画像濃
度に等しい。ところで点（ξ，η）は、一般には
再生像が計算されている画素点（I′，J′）（I′＝
０，１，…，Ｎ−１；J′＝０，１，…，Ｎ−１）
とは一致しない。従つて、再生像C′（ξ′，η′）の
値を点（ξ′，η′）を囲む４点で補間して求める。
の影響を補正した後の画像の、画素点（Ｉ，Ｊ）
における値Ｃ（Ｉ，Ｊ）は、再生画像において によつて計算される点（ξ，η）における画像濃
度に等しい。ところで点（ξ，η）は、一般には
再生像が計算されている画素点（I′，J′）（I′＝
０，１，…，Ｎ−１；J′＝０，１，…，Ｎ−１）
とは一致しない。従つて、再生像C′（ξ′，η′）の
値を点（ξ′，η′）を囲む４点で補間して求める。
すなわち、
ｉ＝［ξ］ ｊ＝［η］
△1＝ξ−ｉ △2＝η−ｊ (9)
とする。ここで信号［ ］は、［ ］の中の値を
越えない最大の整数を意味するものとする。(9)式
の結果を用いて ｇ＝（１−△1）（１−△2）C′（ｉ，ｊ）＋
（１−△1）△2C′（ｉ，ｊ＋１）＋△1（１−△2）C′ （ｉ＋１，ｊ）＋△1△2C′（ｉ＋１，ｊ＋１
）(10) を計算し、 Ｃ（Ｉ，Ｊ）＝ｇ (11) とする。このようにして得られたＣ（Ｉ，Ｊ）は、
補間誤差を無視すれば静磁場不均一を補正したも
のである。
越えない最大の整数を意味するものとする。(9)式
の結果を用いて ｇ＝（１−△1）（１−△2）C′（ｉ，ｊ）＋
（１−△1）△2C′（ｉ，ｊ＋１）＋△1（１−△2）C′ （ｉ＋１，ｊ）＋△1△2C′（ｉ＋１，ｊ＋１
）(10) を計算し、 Ｃ（Ｉ，Ｊ）＝ｇ (11) とする。このようにして得られたＣ（Ｉ，Ｊ）は、
補間誤差を無視すれば静磁場不均一を補正したも
のである。
また、傾斜磁場が非直線的である場合も全く同
様にして補正できる。すなわち、この場合には、
傾斜磁場をｘ，ｙ方向に対して、それぞれ Gxｘ＋h1（ｘ，ｙ） Gyｙ＋h2（ｘ，ｙ） (12) と表記する。ここで、h1，h2はｘ方向、ｙ方向の
傾斜磁場の直線からずれた成分を表わす。このと
き、計測された２次元信号Ｓ（tx，ty）は Ｓ（tx，ty）＝∫C（ｘ，ｙ）exp［−2πjγ｛（Ｅ（
ｘ，ｙ）＋h1（ｘ，ｙ）＋Gxｘ）tx ＋（Ｅ（ｘ，ｙ）＋h2（ｘ，ｙ）＋Gyｙ）ty｝］dx
dy(13) で表わされる。ここで、積分変数を とすると(3)式が得られる。この場合には、(8)式の
かわりに ξ＝Ｉ＋１／Gx｛Ｅ（Ｉ，Ｊ）＋h1（Ｉ，Ｊ）｝ η＝Ｊ＋１／Gy｛Ｅ（Ｉ，Ｊ）＋h2（Ｉ，Ｊ）｝(15) を用いることにより、静磁場の不均一さおよび傾
斜磁場の直線性からのずれの影響を補正できる。
様にして補正できる。すなわち、この場合には、
傾斜磁場をｘ，ｙ方向に対して、それぞれ Gxｘ＋h1（ｘ，ｙ） Gyｙ＋h2（ｘ，ｙ） (12) と表記する。ここで、h1，h2はｘ方向、ｙ方向の
傾斜磁場の直線からずれた成分を表わす。このと
き、計測された２次元信号Ｓ（tx，ty）は Ｓ（tx，ty）＝∫C（ｘ，ｙ）exp［−2πjγ｛（Ｅ（
ｘ，ｙ）＋h1（ｘ，ｙ）＋Gxｘ）tx ＋（Ｅ（ｘ，ｙ）＋h2（ｘ，ｙ）＋Gyｙ）ty｝］dx
dy(13) で表わされる。ここで、積分変数を とすると(3)式が得られる。この場合には、(8)式の
かわりに ξ＝Ｉ＋１／Gx｛Ｅ（Ｉ，Ｊ）＋h1（Ｉ，Ｊ）｝ η＝Ｊ＋１／Gy｛Ｅ（Ｉ，Ｊ）＋h2（Ｉ，Ｊ）｝(15) を用いることにより、静磁場の不均一さおよび傾
斜磁場の直線性からのずれの影響を補正できる。
第３図に本発明の一実施例である検査装置の構
成図を示す。図において、信号１〜16は第１図に
示したと同じ構成要素を示しており、１７，１８
は記憶装置（以下、「メモリ」という）である。
メモリ１７には補正前の前記画像C′（I′，J′）が格
納されており、メモリ１８には(9)式から計算され
た、すべての画素点（Ｉ，Ｊ）に対応する（ｉ，
ｊ）および（△1，△2）が格納されている。この
（ｉ，ｊ）、（△1，△2）の計算には、静磁場のみ
の補正の場合は(8)式を、傾斜磁場の直線性からの
ずれの補正まで含める場合は(15)式を用いることは
言うまでもない。上記式中のＥ（Ｉ，Ｊ）、h1（Ｉ，
Ｊ）およびh2（Ｉ，Ｊ）については実際の測定値
を用いる。これらの測定値から(9)式を用いて
（ｉ，ｊ）および（△1，△2）をすべての画素点
（Ｉ，Ｊ）について計算するのは、大型計算機を
用いて、予め行つておけば良い。
成図を示す。図において、信号１〜16は第１図に
示したと同じ構成要素を示しており、１７，１８
は記憶装置（以下、「メモリ」という）である。
メモリ１７には補正前の前記画像C′（I′，J′）が格
納されており、メモリ１８には(9)式から計算され
た、すべての画素点（Ｉ，Ｊ）に対応する（ｉ，
ｊ）および（△1，△2）が格納されている。この
（ｉ，ｊ）、（△1，△2）の計算には、静磁場のみ
の補正の場合は(8)式を、傾斜磁場の直線性からの
ずれの補正まで含める場合は(15)式を用いることは
言うまでもない。上記式中のＥ（Ｉ，Ｊ）、h1（Ｉ，
Ｊ）およびh2（Ｉ，Ｊ）については実際の測定値
を用いる。これらの測定値から(9)式を用いて
（ｉ，ｊ）および（△1，△2）をすべての画素点
（Ｉ，Ｊ）について計算するのは、大型計算機を
用いて、予め行つておけば良い。
上述の如く構成された検査装置において、計算
機９は補正後の画素点（Ｉ，Ｊ）に対する画像デ
ータＣ（Ｉ，Ｊ）を計算する場合に、まず、画素
点（Ｉ，Ｊ）に対する（ｉ，ｊ）および（△1，
△2）を前記メモリ１８からロードし、ｉ＋１、
ｊ＋１、１−△1および１−△2を計算する。次
に、メモリ１７からC′（ｉ，ｊ）、C′（ｉ＋１，
ｊ）、C′（ｉ，ｊ＋１）およびC′（ｉ＋１、ｊ＋１）
をロードし、(10)式を計算し、計算結果を画素点
（Ｉ，Ｊ）における補正後の画像データＣ（Ｉ，
Ｊ）とする。上述の計算をすべての画素点（Ｉ，
Ｊ）について行い。その結果をCRTデイスプレ
イ１６に表示する。
機９は補正後の画素点（Ｉ，Ｊ）に対する画像デ
ータＣ（Ｉ，Ｊ）を計算する場合に、まず、画素
点（Ｉ，Ｊ）に対する（ｉ，ｊ）および（△1，
△2）を前記メモリ１８からロードし、ｉ＋１、
ｊ＋１、１−△1および１−△2を計算する。次
に、メモリ１７からC′（ｉ，ｊ）、C′（ｉ＋１，
ｊ）、C′（ｉ，ｊ＋１）およびC′（ｉ＋１、ｊ＋１）
をロードし、(10)式を計算し、計算結果を画素点
（Ｉ，Ｊ）における補正後の画像データＣ（Ｉ，
Ｊ）とする。上述の計算をすべての画素点（Ｉ，
Ｊ）について行い。その結果をCRTデイスプレ
イ１６に表示する。
上記実施例においては、メモリ１８に格納する
（ｉ，ｊ）および（△1，△2）を他の大型計算機
を用いて予め計算しておく例を示したが、計算機
９に十分な能力がある場合には、この処理を計算
機９に行わせても良い。この場合には、メモリ１
８には、磁場データＥ（Ｉ，Ｊ）、h1（Ｉ，Ｊ）お
よびh2（Ｉ，Ｊ）が格納されることになり、Ｃ
（Ｉ，Ｊ）の計算に際しては、まず、画素点（Ｉ，
Ｊ）に対する磁場データＥ（Ｉ，Ｊ）、h1（Ｉ，Ｊ）
およびh2（Ｉ，Ｊ）をメモリ１８からロードし、
次に(8)式あるいは(15)式を用いて（ξ，η）を計算
し、更に(9)式を用いて（ｉ，ｊ）および（△1，
△2）を計算することになる。
（ｉ，ｊ）および（△1，△2）を他の大型計算機
を用いて予め計算しておく例を示したが、計算機
９に十分な能力がある場合には、この処理を計算
機９に行わせても良い。この場合には、メモリ１
８には、磁場データＥ（Ｉ，Ｊ）、h1（Ｉ，Ｊ）お
よびh2（Ｉ，Ｊ）が格納されることになり、Ｃ
（Ｉ，Ｊ）の計算に際しては、まず、画素点（Ｉ，
Ｊ）に対する磁場データＥ（Ｉ，Ｊ）、h1（Ｉ，Ｊ）
およびh2（Ｉ，Ｊ）をメモリ１８からロードし、
次に(8)式あるいは(15)式を用いて（ξ，η）を計算
し、更に(9)式を用いて（ｉ，ｊ）および（△1，
△2）を計算することになる。
以上、２次元フーリエ・ズーグマトグラフイー
法を例にとつて本発明を説明したが、本発明は２
次元に限られるものではない。また、被検体分布
のフーリエ変換の直交座標点を計測する他の方法
である前記スピンワープ法では、次のようにして
本発明を適用する。
法を例にとつて本発明を説明したが、本発明は２
次元に限られるものではない。また、被検体分布
のフーリエ変換の直交座標点を計測する他の方法
である前記スピンワープ法では、次のようにして
本発明を適用する。
第４図は２次元のスピンワープ法によりイメー
ジングする操作を示すもので、第２図に対応する
ものである。信号は第２図に準じて用いている。
ジングする操作を示すもので、第２図に対応する
ものである。信号は第２図に準じて用いている。
前述のフーリエ・ズーグマトグラフイー法との
相異は区間にある。すなわち、フーリエ・ズー
グマトグラフイー法の場合には、区間において
ｙ方向の傾斜磁場の印加時間tyを変えて計測を行
つたが、スピンワープ法の場合には、上記tyを変
えるのではなく、印加時間はtpで一定として、傾
斜磁場の大きさGyを種々の値に変化させて、核
からの信号を観測する。
相異は区間にある。すなわち、フーリエ・ズー
グマトグラフイー法の場合には、区間において
ｙ方向の傾斜磁場の印加時間tyを変えて計測を行
つたが、スピンワープ法の場合には、上記tyを変
えるのではなく、印加時間はtpで一定として、傾
斜磁場の大きさGyを種々の値に変化させて、核
からの信号を観測する。
この結果、得られる２次元信号Ｓ（Gy，tx）は、
もとの核スピン分布Ｃ（ｘ，ｙ）との間に次の如
き関係を有するものである。
もとの核スピン分布Ｃ（ｘ，ｙ）との間に次の如
き関係を有するものである。
Ｓ（Gy，tx）＝∫C（ｘ，ｙ）exp〔−2πjγ｛（Ｅ（
ｘ，ｙ）＋h1（ｘ，ｙ）＋Gxｘ）tx ＋Ｅ（ｘ，ｙ）tc＋Gy（ｙ＋ε（ｘ，ｙ））tp｝〕
dxdy(16) ここで、緩和の項は無視しており、ｙ方向の傾
斜磁場をGy（ｙ＋ε（ｘ，ｙ））で表わした。ま
た、tcは90゜パルスからスピンエコーの観測開始ま
での時間間隔である。この(16)式を変形すると、 Ｓ（Gy，tx）＝∫C（ｘ，ｙ）e-2〓j〓Ｅ（ｘ，ｙ）t
cexp〔−2πjγ｛（Ｅ（ｘ，ｙ）＋ h1（ｘ，ｙ）＋Gxｘ）tx＋Gytp（ｙ＋ε（ｘ，ｙ）
）｝〕dxdy(17) となり、 と座標変換すれば、 Ｓ（Gy，tx）＝∫C′（x′，y′）exp〔−2πjγ
Gxx′tx＋Gyy′tp）〕dxdy(19) となる。
ｘ，ｙ）＋h1（ｘ，ｙ）＋Gxｘ）tx ＋Ｅ（ｘ，ｙ）tc＋Gy（ｙ＋ε（ｘ，ｙ））tp｝〕
dxdy(16) ここで、緩和の項は無視しており、ｙ方向の傾
斜磁場をGy（ｙ＋ε（ｘ，ｙ））で表わした。ま
た、tcは90゜パルスからスピンエコーの観測開始ま
での時間間隔である。この(16)式を変形すると、 Ｓ（Gy，tx）＝∫C（ｘ，ｙ）e-2〓j〓Ｅ（ｘ，ｙ）t
cexp〔−2πjγ｛（Ｅ（ｘ，ｙ）＋ h1（ｘ，ｙ）＋Gxｘ）tx＋Gytp（ｙ＋ε（ｘ，ｙ）
）｝〕dxdy(17) となり、 と座標変換すれば、 Ｓ（Gy，tx）＝∫C′（x′，y′）exp〔−2πjγ
Gxx′tx＋Gyy′tp）〕dxdy(19) となる。
(18)式を逆に解いた関係を
Ｘ＝g1（x′，y′）
ｙ＝g2（x′，y′） (20)
と表記すれば、C′（x′，y′）は
C′（x′，y′）＝Ｃ（g1（x′，y′），g2（x′，y′
）e-2〓j〓Ｅ（g1（x′，y′），g2（x′，y′）tc（21
） を得る。画像の絶対値をとると、 ｜C′（x′，y′）｜＝｜Ｃ（g1（x′，y′）， g2（x′，y′））｜ （22） を得る。（22）式は静磁場の不均一さおよび傾斜
磁場の直線性からのずれによつて、画像の絶対値
がゆがみを受けることを示している。このゆがみ
は前述のフーリエ・ズーグマトグラフイー法の場
合と全く同様に、ただし、(8)式のかわりに を用いることにより補正できる。
）e-2〓j〓Ｅ（g1（x′，y′），g2（x′，y′）tc（21
） を得る。画像の絶対値をとると、 ｜C′（x′，y′）｜＝｜Ｃ（g1（x′，y′）， g2（x′，y′））｜ （22） を得る。（22）式は静磁場の不均一さおよび傾斜
磁場の直線性からのずれによつて、画像の絶対値
がゆがみを受けることを示している。このゆがみ
は前述のフーリエ・ズーグマトグラフイー法の場
合と全く同様に、ただし、(8)式のかわりに を用いることにより補正できる。
以上の実施例の説明においては、フーリエ・ズ
ーグマトグラフイー法、スピンワープ法とも、提
案者のオリジナルのシーケンスを用いた場合を説
明したが、現在では、この他に、これらの改良し
たシーケンスが用いられている。以下、上記改良
シーケンスを用いる場合について、本発明の実施
例を説明する。
ーグマトグラフイー法、スピンワープ法とも、提
案者のオリジナルのシーケンスを用いた場合を説
明したが、現在では、この他に、これらの改良し
たシーケンスが用いられている。以下、上記改良
シーケンスを用いる場合について、本発明の実施
例を説明する。
第５図、第６図は上記改良シーケンスの例を示
すもので、これらのシーケンスの特徴は、180゜パ
ルスを用いてスピンエコーを形成する点にある。
以下、区間ごとに第５図のシーケンスを例として
説明する。
すもので、これらのシーケンスの特徴は、180゜パ
ルスを用いてスピンエコーを形成する点にある。
以下、区間ごとに第５図のシーケンスを例として
説明する。
区間においては、ｚ方向の傾斜磁場Gzを印
加しつつ選択照射90パルスを照射し、（ｘ，ｙ）
面に平行な特定断面の核スピンを90゜倒す。なお、
選択照射パルスについては、P.Mansfield他、
“Medical Imaging by NMR”British J.of
Radiography、50.188〜194（1977）を参照された
い。
加しつつ選択照射90パルスを照射し、（ｘ，ｙ）
面に平行な特定断面の核スピンを90゜倒す。なお、
選択照射パルスについては、P.Mansfield他、
“Medical Imaging by NMR”British J.of
Radiography、50.188〜194（1977）を参照された
い。
次いで、区間においては、上記選択照射90゜
パルス照射から時間τ経過後に、選択照射180°パ
ルスを照射して、区間において選択された断面
内のスピンを180゜反転させる。これは90゜パルス
印加から時間2τ後にエコーの形で信号を観測する
ためである。
パルス照射から時間τ経過後に、選択照射180°パ
ルスを照射して、区間において選択された断面
内のスピンを180゜反転させる。これは90゜パルス
印加から時間2τ後にエコーの形で信号を観測する
ためである。
区間ではｙ方向の傾斜磁場を時間tyだけ印加
する。区間では、区間におけるｙ方向の傾斜
磁場を切つた直後からｘ方向の傾斜磁場を印加
し、同時に信号計測を開始する。
する。区間では、区間におけるｙ方向の傾斜
磁場を切つた直後からｘ方向の傾斜磁場を印加
し、同時に信号計測を開始する。
このような計測をｙ方向の傾斜磁場の印加時間
tyを変えて行つた結果得られる２次元信号Ｓ（tx，
ty）は、 Ｓ（tx，ty）＝∫C（ｘ，ｙ）exp［−2πjγ｛Gyyty＋
（Ｅ（ｘ，ｙ）＋Gxｘ）tx｝］dxdy（24） となる。ここで注意すべきことは、ｙ方向に対し
ては、静磁場の影響が全くないことである。これ
は、前記スピンワープ法とも異なる点であり、
180゜パルスを用いてエコーを形成しているためで
ある。スピンワープ法では、傾斜磁場の反転を用
いてエコーを形成するため、静磁場の影響が位相
誤差の形で入り込んでしまう。
tyを変えて行つた結果得られる２次元信号Ｓ（tx，
ty）は、 Ｓ（tx，ty）＝∫C（ｘ，ｙ）exp［−2πjγ｛Gyyty＋
（Ｅ（ｘ，ｙ）＋Gxｘ）tx｝］dxdy（24） となる。ここで注意すべきことは、ｙ方向に対し
ては、静磁場の影響が全くないことである。これ
は、前記スピンワープ法とも異なる点であり、
180゜パルスを用いてエコーを形成しているためで
ある。スピンワープ法では、傾斜磁場の反転を用
いてエコーを形成するため、静磁場の影響が位相
誤差の形で入り込んでしまう。
第６図にシーケンスが第５図のシーケンスと異
なる点は、Gyの印加時間を一定にし、振幅を変
えている点である。上述の理由により、この場合
も、 Ｓ（txGy，）＝∫C（ｘ，ｙ）exp〔−2πjγ｛Gyytp
（Ｅ（ｘ，ｙ）＋Gxｘ）tx｝〕dxdy（25） となり、やはり、ｙ方向は静磁場の不均一性に影
響されない。従つて、第５図、第６図のシーケン
スとも、スピンワープ法における絶対値画像に対
する補正と全く同様な補正、すなわち、（23）式
を利用することにより、静磁場の影響を除去する
ことが可能である。
なる点は、Gyの印加時間を一定にし、振幅を変
えている点である。上述の理由により、この場合
も、 Ｓ（txGy，）＝∫C（ｘ，ｙ）exp〔−2πjγ｛Gyytp
（Ｅ（ｘ，ｙ）＋Gxｘ）tx｝〕dxdy（25） となり、やはり、ｙ方向は静磁場の不均一性に影
響されない。従つて、第５図、第６図のシーケン
スとも、スピンワープ法における絶対値画像に対
する補正と全く同様な補正、すなわち、（23）式
を利用することにより、静磁場の影響を除去する
ことが可能である。
上記補正処理は、第３図に示した検査装置を用
いる場合、メモリ１７には補正前の画像C′（I′，
J′）を、メモリ１８には上記（23）式および(9)式
を用いて計算した（ｉ，ｊ）および（△1，△2）
が格納される。また、（23）式中のＥ（Ｉ，Ｊ）、
ｈ（Ｉ，Ｊ）およびε（Ｉ，Ｊ）は実際の測定値を
用いることは言うまでもない。
いる場合、メモリ１７には補正前の画像C′（I′，
J′）を、メモリ１８には上記（23）式および(9)式
を用いて計算した（ｉ，ｊ）および（△1，△2）
が格納される。また、（23）式中のＥ（Ｉ，Ｊ）、
ｈ（Ｉ，Ｊ）およびε（Ｉ，Ｊ）は実際の測定値を
用いることは言うまでもない。
なお、すべての画素点について測定値を得るに
は、測定に多大な時間を要するので、何点かおき
に測定し、その間の値を補間により求めても良
く、また、視野内における静磁場あるいは傾斜磁
場の分布が何等かの関数で近似できる場合には、
上記例にあげた両方法に必要なＥ（Ｉ，Ｊ）、h1
（Ｉ，Ｊ）h2（Ｉ，Ｊ）およびε（Ｉ，Ｊ）をこれ
らの近似関数を用いて計算しても良いことも言う
までもない。
は、測定に多大な時間を要するので、何点かおき
に測定し、その間の値を補間により求めても良
く、また、視野内における静磁場あるいは傾斜磁
場の分布が何等かの関数で近似できる場合には、
上記例にあげた両方法に必要なＥ（Ｉ，Ｊ）、h1
（Ｉ，Ｊ）h2（Ｉ，Ｊ）およびε（Ｉ，Ｊ）をこれ
らの近似関数を用いて計算しても良いことも言う
までもない。
さて、以上の取扱いでは(5)式の成立を仮定して
説明を行つて来たが、静磁場の不均一さが非常に
大きい場合には(5)式が成立せず、(4)式の分母も補
正しなければならない。このような場合について
以下説明する。
説明を行つて来たが、静磁場の不均一さが非常に
大きい場合には(5)式が成立せず、(4)式の分母も補
正しなければならない。このような場合について
以下説明する。
まず(4)式の分母をＷと定義する。
Ｗ＝１＋１／Gy ∂E（ｘ，ｙ）／∂y
＋１／GE（x∂x，ｙ）／∂x （24）
上式を連続変数（ｘ，ｙ）から離散変数（Ｉ，
Ｊ）に変更すると、 Ｗ＝１＋１／Gy△ｙ｛Ｅ（Ｉ，Ｊ＋１）−Ｅ（Ｉ，Ｊ
）｝＋１／GX△ｘ｛Ｅ（Ｉ＋１，Ｊ）−Ｅ（Ｉ，Ｊ）｝
（25） となる。ここで、△ｘ，△ｙは画素のｘ，ｙ方向
の幅である。Ｅ（Ｉ，Ｊ）の値として実際の測定
値もしくは補間により求めた値等を用いることは
前述の通りである。
Ｊ）に変更すると、 Ｗ＝１＋１／Gy△ｙ｛Ｅ（Ｉ，Ｊ＋１）−Ｅ（Ｉ，Ｊ
）｝＋１／GX△ｘ｛Ｅ（Ｉ＋１，Ｊ）−Ｅ（Ｉ，Ｊ）｝
（25） となる。ここで、△ｘ，△ｙは画素のｘ，ｙ方向
の幅である。Ｅ（Ｉ，Ｊ）の値として実際の測定
値もしくは補間により求めた値等を用いることは
前述の通りである。
画素点（Ｉ，Ｊ）における補正後の画像Ｃ（Ｉ，
Ｊ）を求めるには、前記(8)式（フーリエ・ズーグ
マトグラフイー法の場合）もしくは（23）式（ス
ピンワープ法の場合）を基に、(9)式から（ｉ，
ｊ）および（△1，△2）を求め、これから(10)式の
ｇの値を計算し、次に（25）式に従つてＷの値を
計算し、 Ｃ（Ｉ，Ｊ）＝gW （26） を求める。このようにして、(5)式が成立しないよ
うな大きな不均一さを持つた静磁場の影響をも補
正することができる。
Ｊ）を求めるには、前記(8)式（フーリエ・ズーグ
マトグラフイー法の場合）もしくは（23）式（ス
ピンワープ法の場合）を基に、(9)式から（ｉ，
ｊ）および（△1，△2）を求め、これから(10)式の
ｇの値を計算し、次に（25）式に従つてＷの値を
計算し、 Ｃ（Ｉ，Ｊ）＝gW （26） を求める。このようにして、(5)式が成立しないよ
うな大きな不均一さを持つた静磁場の影響をも補
正することができる。
ここで、視野内における磁場の分布を測定する
方法について補足的に説明しておく。本発明が対
象とする静磁場の不均一さおよび傾斜磁場の非直
線性は、静磁場強度の0.001％程度のものを指し
ている。このような高精度の測定は従来の磁場測
定器具では不可能（例えば、ガウスメータの測定
精度は静磁場強度の0.1％程度である）であり、
以下に述べる如きNMRを用いる方法によつて実
現することができる。すなわち、イメージしたい
物質（例えば、水）の入つた直径１mm程度の細い
試料管に信号検出用コイルを巻いた測定子によ
り、視野内の各位置における共鳴信号の周波数を
測定する。共鳴信号の周波数ｆは磁場強度Ｈと比
例関係にあり、その比例定数は核磁気回転比であ
る。従つて共鳴信号の周波数ｆを知れば、その位
置における磁場強度Ｈの値を高精度に求めること
が可能となる。
方法について補足的に説明しておく。本発明が対
象とする静磁場の不均一さおよび傾斜磁場の非直
線性は、静磁場強度の0.001％程度のものを指し
ている。このような高精度の測定は従来の磁場測
定器具では不可能（例えば、ガウスメータの測定
精度は静磁場強度の0.1％程度である）であり、
以下に述べる如きNMRを用いる方法によつて実
現することができる。すなわち、イメージしたい
物質（例えば、水）の入つた直径１mm程度の細い
試料管に信号検出用コイルを巻いた測定子によ
り、視野内の各位置における共鳴信号の周波数を
測定する。共鳴信号の周波数ｆは磁場強度Ｈと比
例関係にあり、その比例定数は核磁気回転比であ
る。従つて共鳴信号の周波数ｆを知れば、その位
置における磁場強度Ｈの値を高精度に求めること
が可能となる。
以上述べた如く、本発明によれば、静磁場、傾
斜磁場および高周波磁場内におけるNMR現象を
利用する検査装置において、前記静磁場および／
または傾斜磁場の視野内における強度分布あるい
はこれから計算されたデータを格納するメモリを
設けて、上記静磁場および傾斜磁場の下で得た面
像を、上記メモリから読出したデータを用いて、
上記画像上の各点ごとに補正するようにしたの
で、静磁場の不均一さおよび／または傾斜磁場の
非直線性の影響を完全に補正することが可能な検
査装置を実現できるという顕著な効果を奏するも
のである。
斜磁場および高周波磁場内におけるNMR現象を
利用する検査装置において、前記静磁場および／
または傾斜磁場の視野内における強度分布あるい
はこれから計算されたデータを格納するメモリを
設けて、上記静磁場および傾斜磁場の下で得た面
像を、上記メモリから読出したデータを用いて、
上記画像上の各点ごとに補正するようにしたの
で、静磁場の不均一さおよび／または傾斜磁場の
非直線性の影響を完全に補正することが可能な検
査装置を実現できるという顕著な効果を奏するも
のである。
第１図は従来の検査装置の概略構成を示す図、
第２図はフーリエ・ズーグマトグラフイー法のオ
リジナルのシーケンスを示す図、第３図は本発明
の一実施例である検査装置の概略構成を示す図、
第４図はスピンワープ法のオリジナルのシーケン
スを示す図、第５図は改良されたフーリエ・ズー
グマトグラフイー法のシーケンスを示す図、第６
図は改良されたスピンワープ法のシーケンスを示
す図である。 １：静磁場発明用磁石、２：対象物体、３：高
周波磁場発生用コイル、４x，４z，５：傾斜磁場
発生用コイル、６，７，８：コイル駆動装置、
９：計算機、１２：シンセサイザ、１３：変調装
置、１４：増幅装置、１５：検波器、１６：
CRTデイスプレイ、１７，１８：メモリ。
第２図はフーリエ・ズーグマトグラフイー法のオ
リジナルのシーケンスを示す図、第３図は本発明
の一実施例である検査装置の概略構成を示す図、
第４図はスピンワープ法のオリジナルのシーケン
スを示す図、第５図は改良されたフーリエ・ズー
グマトグラフイー法のシーケンスを示す図、第６
図は改良されたスピンワープ法のシーケンスを示
す図である。 １：静磁場発明用磁石、２：対象物体、３：高
周波磁場発生用コイル、４x，４z，５：傾斜磁場
発生用コイル、６，７，８：コイル駆動装置、
９：計算機、１２：シンセサイザ、１３：変調装
置、１４：増幅装置、１５：検波器、１６：
CRTデイスプレイ、１７，１８：メモリ。
Claims (1)
- 【特許請求の範囲】 １ 静磁場、傾斜磁場および高周波磁場の各磁場
発生手段と、検査対象からの核磁気共鳴信号を検
出する信号検出手段と、該信号検出手段の検出信
号の演算を行う計算機および該計算機による演算
結果の出力手段を有し、前記検査対象のフーリエ
空間における直交座標点を計測する如く構成され
た核磁気共鳴を用いた検査装置において、前記静
磁場の空間的強度分布および／または前記傾斜磁
場の空間的強度分布の測定値を格納するメモリを
設けて、前記静磁場および前記傾斜磁場の下で得
られたこれら磁場の空間的強度分布の影響を含
む、前記計算機による演算結果である画像の各点
毎に、前記メモリから読み出した用いて前記静磁
場の不均一さおよび／または前記傾斜磁場の直線
性からのずれによる前記画像の歪みあるいは画像
濃度の変化を補正する如く構成したことを特徴と
する核磁気共鳴を用いた検査装置。 ２ すべての画素点について前記静磁場の空間的
強度分布および前記傾斜磁場の空間的強度分布の
測定値を用いることを特徴とする特許請求の範囲
第１項記載の核磁気共鳴を用いた検査装置。 ３ 離散的な画素点について前記静磁場の空間的
強度分布および前記傾斜磁場の空間的強度分布の
測定値を得て、該測定値に基づき前記静磁場の空
間的強度分布および前記傾斜磁場の空間的強度分
布をそれぞれ関数近似し、すべての画素点につい
て前記関数によつて計算された値を、前記静磁場
の空間的強度分布および前記傾斜磁場の空間的強
度分布の測定値の代りに用いることを特徴とする
特許請求の範囲第１項記載の核磁気共鳴を用いた
検査装置。 ４ 前記静磁場の空間的強度分布および／または
前記傾斜磁場の空間的強度分布の測定値を格納す
るメモリのサイズが、前記静磁場および前記傾斜
磁場の下で得られる前記磁場の空間的強度分布の
影響を含む、前記計算機による演算結果である画
像のメモリサイズより小さいことを特徴とする特
徴とする特許請求の範囲第１項記載の核磁気共鳴
を用いた検査装置。
Priority Applications (4)
| Application Number | Priority Date | Filing Date | Title |
|---|---|---|---|
| JP58066038A JPS59190643A (ja) | 1983-04-14 | 1983-04-14 | 核磁気共鳴を用いた検査装置 |
| DE8484104038T DE3484024D1 (de) | 1983-04-14 | 1984-04-11 | Verfahren und vorrichtung zur bilderzeugung mittels magnetischer kernresonanz. |
| EP84104038A EP0122593B1 (en) | 1983-04-14 | 1984-04-11 | Imaging apparatus and method using nuclear magnetic resonance |
| US06/600,159 US4672320A (en) | 1983-04-14 | 1984-04-13 | Imaging apparatus and method using nuclear magnetic resonance |
Applications Claiming Priority (1)
| Application Number | Priority Date | Filing Date | Title |
|---|---|---|---|
| JP58066038A JPS59190643A (ja) | 1983-04-14 | 1983-04-14 | 核磁気共鳴を用いた検査装置 |
Publications (2)
| Publication Number | Publication Date |
|---|---|
| JPS59190643A JPS59190643A (ja) | 1984-10-29 |
| JPH0448451B2 true JPH0448451B2 (ja) | 1992-08-06 |
Family
ID=13304308
Family Applications (1)
| Application Number | Title | Priority Date | Filing Date |
|---|---|---|---|
| JP58066038A Granted JPS59190643A (ja) | 1983-04-14 | 1983-04-14 | 核磁気共鳴を用いた検査装置 |
Country Status (4)
| Country | Link |
|---|---|
| US (1) | US4672320A (ja) |
| EP (1) | EP0122593B1 (ja) |
| JP (1) | JPS59190643A (ja) |
| DE (1) | DE3484024D1 (ja) |
Families Citing this family (26)
| Publication number | Priority date | Publication date | Assignee | Title |
|---|---|---|---|---|
| US4591789A (en) * | 1983-12-23 | 1986-05-27 | General Electric Company | Method for correcting image distortion due to gradient nonuniformity |
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