Équations de Bloch

En physique et chimie, notamment dans la résonance magnétique nucléaire (RMN), dans l'imagerie par résonance magnétique (IRM) et dans la résonance paramagnétique électronique (RPE), les équations de Bloch sont un ensemble d’équations macroscopiques utilisées pour calculer l'aimantation nucléaire M = (M_x, M_y, M_z) en fonction du temps lorsque les temps de relaxation T₁ et T₂ sont présents. Les équations de Bloch sont parfois appelées équations du mouvement de l'aimantation nucléaire. Ces équations ont été introduites par Félix Bloch en 1946 et sont analogues aux équations de Maxwell-Bloch qui décrivent l'effet d'un champ électromagnétique sur un système à deux niveaux et les relaxations qu'on y peut observer.

Ces équations ne sont pas microscopiques : elles ne décrivent pas l'équation de mouvement de moments magnétiques individuels. Ceux-ci sont gouvernés et décrits par les lois de mécanique quantique. Les équations de Bloch sont macroscopiques : elles décrivent les équations de mouvement de l'aimantation nucléaire macroscopique qui peut être obtenue en additionnant tous les moments magnétiques nucléaires de l'échantillon.

Équations de Bloch dans un référentiel fixe

Soit M(t) = (M_x(t), M_y(t), M_z(t)), l'aimantation nucléaire. Les équations de Bloch s'écrivent alors :

{\frac {dM_{x}(t)}{dt}}=\gamma (\mathbf {M} (t)\times \mathbf {B} (t))_{x}-{\frac {M_{x}(t)}{T_{2}}}

{\frac {dM_{y}(t)}{dt}}=\gamma (\mathbf {M} (t)\times \mathbf {B} (t))_{y}-{\frac {M_{y}(t)}{T_{2}}}

{\frac {dM_{z}(t)}{dt}}=\gamma (\mathbf {M} (t)\times \mathbf {B} (t))_{z}-{\frac {M_{z}(t)-M_{0}}{T_{1}}}

[1]

où γ est le rapport gyromagnétique et B(t) = (B_x(t), B_y(t), B₀ + ΔB_z(t)) est le champ magnétique imposé aux noyaux atomiques. La composante z du champ magnétique B est constituée de deux termes :

le premier, B₀, correspondant à un champ constant dans le temps ;
le second, ΔB_z(t), peut être dépendant du temps. Il est présent dans l'imagerie par résonance magnétique et aide au décodage spatial du signal de RMN.

M(t)×B(t) est le produit vectoriel de ces deux vecteurs. M₀ est l'état d'équilibre de l'aimantation nucléaire, il est orienté dans la direction z.

Contenu physique

Lorsque T₁ et T₂ tendent vers l'infini, c'est-à-dire lorsqu'il n'y a pas de relaxation, les équations se réduisent à :

Sans relaxation, le système est équivalent à la précession de Larmor de l'aimantation autour du champ magnétique.

{\frac {dM_{x}(t)}{dt}}=\gamma (\mathbf {M} (t)\times \mathbf {B} (t))_{x}

{\frac {dM_{y}(t)}{dt}}=\gamma (\mathbf {M} (t)\times \mathbf {B} (t))_{y}

{\frac {dM_{z}(t)}{dt}}=\gamma (\mathbf {M} (t)\times \mathbf {B} (t))_{z}

ou en notation vectorielle :

{\frac {d\mathbf {M} (t)}{dt}}=\gamma \mathbf {M} (t)\times \mathbf {B} (t)

C'est l'équation de la précession de Larmor de l'aimantation nucléaire M dans un champ magnétique externe B.

Les équations de Bloch sont alors les équations de Larmor auxquelles on a ajouté les termes de relaxation suivants :

\left(-{\frac {M_{x}}{T_{2}}},-{\frac {M_{y}}{T_{2}}},-{\frac {M_{z}-M_{0}}{T_{1}}}\right)

La relaxation transversale est décrite par le temps caractéristique T₂ et de même la relaxation longitudinale par le temps T₁.

Ces termes traduisent des interactions avec le milieu extérieur, la relaxation longitudinale (T₁) ou relaxation spin-réseau est le résultat d'échanges entre les spins et le milieu environnant pour transférer l'excès d'énergie apporté par le champ magnétique et donc revenir à l'équilibre thermodynamique[2]. La relaxation transversale (T₂) ou encore relaxation spin-spin correspond au déphasage graduel de tous les spins de la matière provenant d'inhomogénéités locales du champ magnétique. Ces inhomogénéités impliquent de légères différences de fréquence de Larmor. En effet, en l'absence de relaxation, les moments sont en précession cohérente autour du champ magnétique et il existe alors une aimantation transversale. Comme l'aimantation est la somme de tous les moments magnétiques, leur progressive décohérence entraîne une valeur moyenne de la composante transversale qui tend à s'annuler[3].

Formes alternatives des équations de Bloch

Le développement du produit vectoriel dans les équations de Bloch mène à :

{\frac {dM_{x}(t)}{dt}}=\gamma \left(M_{y}(t)B_{z}(t)-M_{z}(t)B_{y}(t)\right)-{\frac {M_{x}(t)}{T_{2}}}

{\frac {dM_{y}(t)}{dt}}=\gamma \left(M_{z}(t)B_{x}(t)-M_{x}(t)B_{z}(t)\right)-{\frac {M_{y}(t)}{T_{2}}}

{\frac {dM_{z}(t)}{dt}}=\gamma \left(M_{x}(t)B_{y}(t)-M_{y}(t)B_{x}(t)\right)-{\frac {M_{z}(t)-M_{0}}{T_{1}}}

Nous verrons plus loin que cette formule se simplifie en posant :

M_{xy}=M_{x}+iM_{y}

B_{xy}=B_{x}+iB_{y}

où i est l'unité imaginaire.

On obtient :

{\frac {dM_{xy}(t)}{dt}}=-i\gamma \left(M_{xy}(t)B_{z}(t)-M_{z}(t)B_{xy}(t)\right)-{\frac {M_{xy}(t)}{T_{2}}}

{\frac {dM_{z}(t)}{dt}}=i{\frac {\gamma }{2}}\left(M_{xy}(t){\overline {B_{xy}(t)}}-{\overline {M_{xy}(t)}}B_{xy}(t)\right)-{\frac {M_{z}(t)-M_{0}}{T_{1}}}

Tel que :

{\overline {M_{xy}}}=M_{x}-iM_{y}

.

{\overline {B_{xy}}}=B_{x}-iB_{y}

Ces quantités sont les nombres complexes conjugués de M_xy et de B_xy . Les parties réelle et imaginaire de M_xy correspondent à M_x et M_y respectivement. M_xy est parfois appelée aimantation nucléaire transversale.

Forme matricielle des équations de Bloch

Les équations de Bloch peuvent être remaniées en utilisant une définition équivalente du produit vectoriel pour s'écrire en notation matricielle :

{\frac {d}{dt}}\left({\begin{array}{c}M_{x}\\M_{y}\\M_{z}\end{array}}\right)=\left({\begin{array}{ccc}-{\frac {1}{T_{2}}}&\gamma B_{z}&-\gamma B_{y}\\-\gamma B_{z}&-{\frac {1}{T_{2}}}&\gamma B_{x}\\\gamma B_{y}&-\gamma B_{x}&-{\frac {1}{T_{1}}}\end{array}}\right)\left({\begin{array}{c}M_{x}\\M_{y}\\M_{z}\end{array}}\right)+\left({\begin{array}{c}0\\0\\{\frac {M_{0}}{T_{1}}}\end{array}}\right)

Équations de Bloch dans le référentiel tournant

Dans un référentiel tournant, il est plus facile de comprendre le comportement de l'aimantation nucléaire M.

Solution des équations de Bloch avec T₁, T₂ → ∞

Supposons que :

à t = 0, l'aimantation nucléaire transversale M_xy(0) subit un champ magnétique constant B(t) = (0, 0, B₀) ;
B₀ est positif ;
il n'y a aucune relaxation longitudinale ou transversale puisque T₁ et T₂ tendent vers l'infini.

Les équations de Bloch deviennent alors :

{\frac {dM_{xy}(t)}{dt}}=-i\gamma M_{xy}(t)B_{0}

,

{\frac {dM_{z}(t)}{dt}}=0

.

Ce sont deux équations différentielles linéaires non couplées. Leurs solutions sont :

M_{xy}(t)=M_{xy}(0)e^{-i\gamma B_{0}t}

,

M_{z}(t)=M_{0}={\text{const}}\,

.

Ainsi l'aimantation transversale, M_xy tourne autour de l'axe z avec la fréquence angulaire ω₀ = γB₀ dans le sens des aiguilles d'une montre (c'est la raison du signe négatif dans l'exposant). L'aimantation longitudinale M_z reste constante dans le temps. C'est aussi pourquoi l'aimantation transversale apparaît à un observateur dans le référentiel terrestre (vu par un observateur stationnaire).

M_xy(t) peut se décomposer en les quantités observables M_x(t) et M_y(t) :

M_{xy}(t)=M_{xy}(0)e^{-i\gamma B_{z0}t}=M_{xy}(0)\left[\cos(\omega _{0}t)-i\sin(\omega _{0}t)\right]

On a :

M_{x}(t)={\text{Re}}\left(M_{xy}(t)\right)=M_{xy}(0)\cos(\omega _{0}t)

,

M_{y}(t)={\text{Im}}\left(M_{xy}(t)\right)=-M_{xy}(0)\sin(\omega _{0}t)

,

où Re(z) et Im(z) sont des fonctions qui donnent respectivement la partie réelle et imaginaire du nombre complexe z. Dans ce calcul il a été supposé que M_xy(0) est un nombre réel.

Transformation en référentiel tournant

C'est la conclusion de la partie précédente : dans un champ magnétique constant B₀ le long de l'axe z, l'aimantation transversale M_xy tourne autour de cet axe dans le sens des aiguilles d'une montre avec la fréquence angulaire ω₀. Si l'observateur tournait autour du même axe dans le même sens et avec la fréquence angulaire Ω, M_xy lui apparaîtrait tournant avec la fréquence angulaire ω₀ - Ω. Plus particulièrement, si l'observateur tournait autour du même axe dans le sens des aiguilles d'une montre avec la fréquence angulaire ω₀, l'aimantation transversale M_xy lui semblerait stationnaire.

Cela peut être exprimé mathématiquement de la manière suivante :

(x, y, z) est le système de coordonnées cartésiennes terrestre posé comme référentiel ;
(x′, y′, z′) = (x′, y′, z) est un système de coordonnées cartésiennes qui tourne autour de l'axe z du référentiel terrestre avec la fréquence angulaire Ω. On l'appelle le référentiel tournant. Les variables physiques dans ce référentiel sont dénotées par une apostrophe.

À l’évidence :

M_{z}'(t)=M_{z}(t)\,

.

Pour M_xy′(t) la transformation s'écrit :

M_{xy}'(t)=M_{xy}(t)e^{+i\Omega t}\,

.

Équation du mouvement de l'aimantation dans le référentiel tournant

L'équation du mouvement de M_xy′(t) dans un champ B(t) = (B_x(t), B_y(t), B₀ + ΔB_z(t)) est :

{\begin{aligned}{\frac {dM'_{xy}(t)}{dt}}&=i(\Omega -\omega _{0})M_{xy}'(t)-i\gamma \Delta B_{z}(t)M_{xy}'(t)+i\gamma B_{xy}'(t)M_{z}(t)-{\frac {M_{xy}'(t)}{T_{2}}}\\\end{aligned}}

{\frac {dM_{z}(t)}{dt}}=i{\frac {\gamma }{2}}\left(M'_{xy}(t){\overline {B'_{xy}(t)}}-{\overline {M'_{xy}(t)}}B'_{xy}(t)\right)-{\frac {M_{z}(t)-M_{0}}{T_{1}}}

Démonstration

On obtient l'équation d'évolution en dérivant simplement par rapport au temps la quantité M'_xy :

{\frac {dM_{xy}'(t)}{dt}}={\frac {d\left(M_{xy}(t)e^{+i\Omega t}\right)}{dt}}={\frac {dM_{xy}(t)}{dt}}e^{+i\Omega t}+i\Omega M_{xy}(t)e^{+i\Omega t}={\frac {dM_{xy}(t)}{dt}}e^{+i\Omega t}+i\Omega M_{xy}'(t)

En injectant l'équation de Bloch :

{\begin{aligned}{\frac {dM_{xy}'(t)}{dt}}&=\left[-i\gamma \left(M_{xy}(t)B_{z}(t)-M_{z}(t)B_{xy}(t)\right)-{\frac {M_{xy}(t)}{T_{2}}}\right]e^{+i\Omega t}+i\Omega M_{xy}'(t)\\&=\left[-i\gamma \left(M_{xy}(t)e^{+i\Omega t}B_{z}(t)-M_{z}(t)B_{xy}(t)e^{+i\Omega t}\right)-{\frac {M_{xy}(t)e^{+i\Omega t}}{T_{2}}}\right]+i\Omega M_{xy}'(t)\\&=-i\gamma \left(M_{xy}'(t)B_{z}'(t)-M_{z}'(t)B_{xy}'(t)\right)+i\Omega M_{xy}'(t)-{\frac {M_{xy}'(t)}{T_{2}}}\\\end{aligned}}

L'hypothèse de la partie précédente était que : B_z′(t) = B_z(t) = B₀ + ΔB_z(t). On peut donc continuer en écrivant :

{\begin{aligned}{\frac {dM_{xy}'(t)}{dt}}&=-i\gamma \left(M_{xy}'(t)(B_{0}+\Delta B_{z}(t))-M_{z}(t)B_{xy}'(t)\right)+i\Omega M_{xy}'(t)-{\frac {M_{xy}'(t)}{T_{2}}}\\&=-i\gamma B_{0}M_{xy}'(t)-i\gamma \Delta B_{z}(t)M_{xy}'(t)+i\gamma B_{xy}'(t)M_{z}(t)+i\Omega M_{xy}'(t)-{\frac {M_{xy}'(t)}{T_{2}}}\\&=i(\Omega -\omega _{0})M_{xy}'(t)-i\gamma \Delta B_{z}(t)M_{xy}'(t)+i\gamma B_{xy}'(t)M_{z}(t)-{\frac {M_{xy}'(t)}{T_{2}}}\\\end{aligned}}

Il en va de même pour l'équation de M_z.

Explication des termes à droite de cette équation :

i(Ω - ω₀) M_xy′(t) suit le terme de Larmor dans le référentiel tournant avec la fréquence angulaire Ω. Il s'annule notamment quand Ω = ω₀ ;
le terme -iγ ΔB_z(t) M_xy′(t) décrit l'effet de l'inhomogénéité du champ magnétique sur l'aimantation nucléaire transversale. C'est aussi le terme qui correspond aux utilisations de la RMN lors d'une IRM : il est produit par les bobines de gradient de champ magnétique ;
iγ ΔB_xy′(t) M_z(t) décrit l'effet du champ radiofréquence sur l'aimantation nucléaire (le facteur ΔB_xy′(t) plus particulièrement) ;
–M_xy′(t) / T₂ décrit la perte en cohérence de l'aimantation transversale.

Équations indépendantes du temps dans le référentiel tournant

Si le champ externe a la forme :

B_{x}(t)=B_{1}\cos \omega t

B_{y}(t)=-B_{1}\sin \omega t

B_{z}(t)=B_{0}

,

On peut alors définir :

\epsilon =\gamma B_{1}

et

\Delta =\omega -\omega _{0}

,

Les équations s'écrivent alors simplement en notation matricielle :

{\frac {d}{dt}}\left({\begin{array}{c}M'_{x}\\M'_{y}\\M'_{z}\end{array}}\right)=\left({\begin{array}{ccc}-{\frac {1}{T_{2}}}&\Delta &0\\-\Delta &-{\frac {1}{T_{2}}}&\epsilon \\0&-\epsilon &-{\frac {1}{T_{1}}}\end{array}}\right)\left({\begin{array}{c}M'_{x}\\M'_{y}\\M'_{z}\end{array}}\right)+\left({\begin{array}{c}0\\0\\{\frac {M_{0}}{T_{1}}}\end{array}}\right)

Démonstration

{\begin{aligned}B_{xy}'(t)&=B_{1}(\cos \omega t-i\sin \omega t)e^{i\Omega t}=B_{1}e^{i(\Omega -\omega )t}\\{\frac {dM'_{z}}{dt}}&=i{\frac {\gamma }{2}}B_{1}(M_{xy}'e^{i(\omega -\Omega )t}-{\overline {M_{xy}'}}e^{-i(\omega -\Omega )t})-{\frac {M_{z}-M_{0}}{T_{1}}}\\&=-\gamma B_{1}M'_{y}e^{-i(\omega -\Omega )t}-{\frac {M_{z}-M_{0}}{T_{1}}}\\{\frac {dM'_{xy}}{dt}}&=i(\Omega -\omega _{0})M'_{xy}+i\gamma B_{1}e^{-i(\omega -\Omega )t}M_{z}-{\frac {M'_{xy}}{T_{2}}}\\\end{aligned}}

Comme $M'_{x}={\text{Re}}(M'_{xy})$ et $M'_{y}={\text{Im}}(M'_{xy})$ on peut séparer l'équation du mouvement de M'_xy en deux équations, une pour la partie réelle une pour la partie imaginaire que l'on identifie de part et d'autre de l'égalité. Cela donne :

{\begin{aligned}{\frac {dM'_{x}}{dt}}&=(\Omega -\omega _{0})M'_{y}+\gamma B_{1}\sin((\omega -\Omega )t)M_{z}-{\frac {M'_{x}}{T_{2}}}\\{\frac {dM'_{y}}{dt}}&=-(\Omega -\omega _{0})M'_{x}+\gamma B_{1}\cos((\omega -\Omega )t)M_{z}-{\frac {M'_{y}}{T_{2}}}\\\end{aligned}}

Avec la condition $\Omega =\omega$ , on retrouve bien la formulation annoncée telle qu'il n'y a plus de dépendance explicite par rapport au temps.

Solutions simples des équations de Bloch

Relaxation de l'aimantation nucléaire transversale M_xy

En supposant que :

l'aimantation nucléaire est exposée à un champ magnétique externe constant dans la direction z : B_z′(t) = B_z(t) = B₀. Ainsi ω₀ = γB₀ et ΔB_z(t) = 0' ;
il n'y a aucun champ radiofréquence, ainsi on a B_xy' = 0 ;
la rotation du référentiel tournant est à la fréquence angulaire Ω = ω₀.

Dans le référentiel tournant, l'équation de mouvement pour l'aimantation nucléaire transversale, M_xy'(t) est réduite à :

{\frac {dM_{xy}'(t)}{dt}}=-{\frac {M_{xy}'(t)}{T_{2}}}

C'est une équation différentielle ordinaire linéaire et sa solution est :

M_{xy}'(t)=M_{xy}'(0)e^{-t/T_{2}}

.

où M_xy'(0) est l'aimantation nucléaire transversale dans le référentiel tournant à l'instant t = 0. Elle constitue la condition initiale de l'équation différentielle[4].

Graphe de la relaxation de l'aimantation transversale Mxy.

Il est à noter que lorsque la rotation du référentiel tournant est exactement à la fréquence de Larmor ω₀, le vecteur aimantation nucléaire transversale M_xy(t) est stationnaire.

Relaxation de l'aimantation nucléaire longitudinale M_z

En admettant que :

l'aimantation nucléaire est exposée à un champ magnétique externe constant dans la direction z : B_z′(t) = B_z(t) = B₀. Ainsi ω₀ = γB₀ et ΔB_z(t) = 0' ;
il n'y a aucun champ radiofréquence, ainsi on a B_xy' = 0 ;
la rotation du système tournant est à la fréquence angulaire Ω = ω₀.

Dans le référentiel tournant, l'équation de mouvement pour l'aimantation nucléaire longitudinale M_z(t) se simplifie en :

{\frac {dM_{z}(t)}{dt}}=-{\frac {M_{z}(t)-M_{0}}{T_{1}}}

C'est une équation différentielle ordinaire linéaire et sa solution est :

M_{z}(t)=M_{0}-[M_{0}-M_{z}(0)]e^{-t/T_{1}}

où M_z(0) est l'aimantation nucléaire longitudinale dans le cadre tournant au temps t = 0. C'est la condition initiale pour l'équation différentielle[4].

Graphe de la relaxation de l'aimantation longitudinale Mz.

Pulses à 90° et 180° en champ radiofréquence

Communément, on utilise en RMN des pulses à 90° et 180° en champ radiofréquences. L'effet de ces pulses sur l'aimantation sont présentés sur l'image suivante[5] :

Pulses radiofréquences 90° et 180°.

On modifie les hypothèses précédentes en ajoutant un champ radiofréquence B₁ tel que :

à t = 0, un pulse en radiofréquence d'amplitude constante et de fréquence ω₀ est appliqué. On a B'_xy(t) = B'_xy constant et τ la durée de ce pulse ;
T₁ et T₂ → ∞. En pratique, cela signifie que τ est petit devant T₁ et T₂.

Alors pour 0 ≤ t ≤ τ :

{\begin{aligned}{\frac {dM_{xy}'(t)}{dt}}=i\gamma B_{xy}'M_{z}(t)\end{aligned}}

{\frac {dM_{z}(t)}{dt}}=i{\frac {\gamma }{2}}\left(M'_{xy}(t){\overline {B'_{xy}}}-{\overline {M'_{xy}}}(t)B'_{xy}\right)

Avec le temps, l'aimantation tend a revenir à un état d'équilibre. Les différentes composantes se comportent de la manière suivante :

Le retour à l'équilibre de l'aimantation en fonction des différentes composantes selon X,Y et Z.

Retour à l'équilibre des différentes composantes de l'aimantation à la suite d'un pulse radiofréquence en fonction du temps.

Voir aussi

L'IRM de diffusion utilise une généralisation des équations de Bloch : les équations de Bloch-Torrey, qui incluent des termes ajoutés en raison du transfert de l'aimantation par diffusion[6].

Bibliographie

Ouvrages

Charles Kittel, Introduction à la Physique d'État solide, chap. 13, John Wiley & Sons, 8^e éd., 2004 (ISBN 978-0-471-41526-8).
Claude Le Sech et Christian Ngô, Physique Nucléaire : Des quarks aux applications, Dunod, Paris, 2010 (ISBN 978-2-10-055331-0).
Jean-Philippe Grivet, Méthodes numériques appliquées pour le scientifique et l'ingénieur, chap. 13, Résolution des équations de Bloch, EDP Sciences, coll. « Grenoble Sciences », 2^e éd., avril 2013 (ISBN 9782759808298).

Liens externes

Simulation de Bloch animée du Centre Danois de Recherche en Résonance Magnétique

Références

F. Bloch, Nuclear Induction, Physical Review, 70, 4604–73, 1946
Jacques Pescia, « La Relaxation des spins électroniques avec le réseau (Théorie élémentaire et méthodes de mesure du temps T1) », Journal de Physique,‎ novembre-décembre 1966, p. 782-800 (lire en ligne)
« Principe de la RMN : Phénomènes de relaxation » (consulté le 25 avril 2018)
(en) « Bloch equations », sur Questions and Answers in MRI (consulté le 1^er mai 2018)
« Cours de Résonance Magnétique Nucléaire ENS Lyon », sur ens-lyon.fr, 1^er août 2014 (consulté le 30 avril 2018)
H C Torrey, « Bloch Equations with Diffusion Terms », Physical Review, vol. 104, n^o 3,‎ 1956, p. 563–565 (DOI 10.1103/PhysRev.104.563, Bibcode 1956PhRv..104..563T)

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[1] F. Bloch, Nuclear Induction, Physical Review, 70, 4604–73, 1946

[2] Jacques Pescia, « La Relaxation des spins électroniques avec le réseau (Théorie élémentaire et méthodes de mesure du temps T1) », Journal de Physique,‎ novembre-décembre 1966, p. 782-800 (lire en ligne)

[3] « Principe de la RMN : Phénomènes de relaxation » (consulté le 25 avril 2018)

[:0-4] (en) « Bloch equations », sur Questions and Answers in MRI (consulté le 1^er mai 2018)

[5] « Cours de Résonance Magnétique Nucléaire ENS Lyon », sur ens-lyon.fr, 1^er août 2014 (consulté le 30 avril 2018)

[6] H C Torrey, « Bloch Equations with Diffusion Terms », Physical Review, vol. 104, n^o 3,‎ 1956, p. 563–565 (DOI 10.1103/PhysRev.104.563, Bibcode 1956PhRv..104..563T)