1. Cap.1. In imaginea de mai jos este reprezentat un sistem:Sistem aditiv de reproducere a culorii

2. Cap.1. In imaginea de mai jos este reprezentat un sistem:

Sistem substractiv de reproducere a culorii

3. Cap.1. Presupunem că n + 1 valori de gri sunt afişate cu intensităţi fizice corespunzătoare I0, I1, ... , In. şi I0 este cea mai mică intensitate atinsă şi In este cea mai mare. Raportul In/I0 se numeşte. Interval dinamic

4. Cap.1. Ochiul uman nu poate distinge intensităţile Ij şi ulterioară IJ+1 în cazul în care acestea diferă mai puţin de

1% , de exemplu în cazul în care Ij+1<=1.01 Ij

5. Cap.1. În partea dreaptă a imaginii de mai jos este reprezentată:

Functia de raspindire a punctului

6. Cap.1. O măsură orientativă a rezoluţiei este (pe lîngă densitatea liniară a pixelilor):

Intreaga latime la jumatatea maximului

7. Cap.1. Principala utilizare a transformării de nivel gri este de a mări contrastul în unele regiuni ale imaginii

o Pretul care trebuie platit este o scadere de contrast in alte parti ale imaginii. - de a mări contrastul în unele regiuni ale imaginii

8. Cap.1. O transformare nivel de gri – imaginea de mai jos – aduce la care:

:

Care creste contrastul in zonele intunecate si scade contrastul in regiunile luminoase.

9. Cap.1. O transformare nivel de gri – imaginea de mai jos – este numită

transformare fereastră /nivel cu l=1500,w =1000.(b) transgormare de prag (thresholding) cu tr= 1000.

10. Cap.1. O transformare nivel de gri – imaginea de mai jos – este numită

:

.(b) transgormare de prag (thresholding) cu tr= 1000.

11. Cap.1. O transformare nivel de gri – imaginea de mai jos – este numită

:

Imagine CT originală (a), cu histograma bimodală(b).(c, d) Rezultatul fereastră/nivel folosind o fereastră pentru os (linie punctată la litera (b)) şi fereastră pulmonară (linie solidă la litera (b)), respectiv.o fereastră-nivel

12. Cap.1. Filtrul care oferă pondere mai ridicată pentru pixel-ul din centru şi mai puţină pentru pixeli de mai departe de pixel central (funcţia Gauss) este numit o funcţia Gauss discretizată filtru trece-jos

13. Cap.1. Filtrul care poate fi coninstruit de la un filtru trecere-jos prin scăderea

unui filtru low-pass g de la filtrul de identitate δ este numit:Un filtru high-pass

14. Cap.2. Lungimea de undă a razelor X este de ordinul: de ordinul Angstremi (10-10 m)15. Cap.2. Energiile corespunzătoare fotonilor razelor X sunt de ordinul energiile corespunzătoare de fotoni sunt de ordinea keV (1 eV

= 1.602 × 10-19 J).16. Cap.2. Radiaţia de frânare a electronilor în tubul cu raze X produce Spectru continuu de raze X17. Cap.2. Energia (exprimată în eV) şi lungimea de undă a fotonilor radiaţiei de

frânare sunt delimitate de relaţia de ami jos. Dacă U = 100 kV, apoi Emax =

100keV

18. Cap.2. Cantitatea de electroni ce lovesc anodul şi, prin urmare, cantitatea de fotoni emişi controlată de către:

curentul de catod înmulţită cu timpul de acţiune a curentului

19. Cap.2. Energia electronilor ce lovesc anodul şi, în consecinţă, energia fotonilor emişi (de obicei exprimate în keV),este controlată de:

Tensiunea dintre anod si catod

20. Cap.2. Pentru cele mai multe examene medicale tensiunea dintre catod si anod variază de la

50-125kV

21. Cap.2. Pentru mamografie tensiunea dintre catod si anod variază de la 22-34kV22. Cap.2. Energia incidentă totală (de obicei, exprimată în jouli, 1 J = 1 kVmA e) la

anod, definit de:o produsul tensiunii, curentului la catod şi timpul de acţiune

a curentului

23. Cap.2. Energia degradează în caldura din interiorul tubului. Este transformată în raze X mai puţin de

1%

24. Cap.2. Fotonii nonionizanţi sunt cei cu mai puţină energie decât o 13,6 eV25. Cap.2. Fotonii nonionizanţi au doar posibilitatea de a ridica electronul pe un

înveliş energetic mai mare, un proces numito dispersia Rayleigh sau împrăştierea coerentă excitaţie

26. Cap.2. Dispersia Rayleigh sau împrăştierea coerentă este o Energia razelor X poate fi absorbită de atom şi imediat a emisă din nou în formăun foton nou cu aceeaşi energie, dar îndreptat în altă direcţie

27. Cap.2. Dispersia Rayleigh sau împrăştierea coerentă apare la energii o apare mai ales la energii joase (<30 keV)

28. Cap.2. Absorbţie fotoelectrică este o Un foton poate fi absorbit de un atom în timp ce energia excita un electron. Electronii, apoi “scapă” de nucleul său în aceeaşi direcţie ca şi direcţia fotonului de intrare

29. Cap.2. Împrăştierea Compton este o Un foton cu restul de energie mai mică este emis şi direcţia deviază de la direcţia fotonului de intrare. Electronul este emis în altă direcţie

30. Cap.2. Producerea de perechi este o În cazul în care energia unui foton este de cel puţin 1.02 MeV, fotonii potfi transformati într-un electron şi un positron Pozitronul va întâlni un alt electron, şi ei vor anihila reciproc, cu crearea a doi fotonide energie 511 keV care zboară în afarăîn directive opusă.

31. Cap.2. În relaţia de mai jos componenta µ este: o Coeficientul de atenuare liniara (tipic exprimat in cm-1)

32. Cap.2. Relaţia de mai jos este adevărată pentru: Cand materialul este omogen si fluxul de raze consta din fotoni de o singura energie.

33. Cap.2. Relaţia de mai jos este adevărată pentru: Cand un fascicul de fotoni de o singura energie parcurg un mediu de neomogen, Iout se refera la Iin.

34. Cap.2. Relaţia de mai jos este adevărată pentru: Cand un flux de raze X nu contine o singura energie de foton, ci un intreg spectru de energii.

35. Cap.2. La energii joase a razelor X joase domină mecanismul de atenuare. La energii joase absorbtia fotoelectrica este cea mai proeminenta

36. Cap.2. La energii intermediare a razelor X joase domină mecanismul de atenuare. La energiile intermediare imprastierea Compton domina37. Cap.2. La energii înalte a razelor X joase domină mecanismul de atenuare. la energii inalte – productia de perechi.38. Cap.2. Eficienţă de absorbţie a filmul fotografic pentru captarea raze X este de. Doar 2% din razele X de intrare contribuie la imaginea de

iesire39. Cap.2. Procesul de absorbiţie a unui foton de raze X cu eliberarea unui electron,

energia cinetică a căruia ridică mulţi alţi electroni la o stare energetică mai mare cu întoarcerea la starea lor iniţială şi producerea un flash de lumină vizibilă, este numit

- scintilatie

40. Cap.2. Eficienţa de absorbţie poate fi crescută cu un strat scintilator la mai mult de

–eficienta de absorbtie poate fi crescuta la mai mult de 50 % in loc de 2 %

41. Cap.2. Capacitatea unui material de a emite lumină după excitaţie, fie imediat, fie întârziat se numeşte

-luminiscenta

42. Cap.2. Fenomenul de emisie a luminii care începe simultan cu radiaţia de excitare şi emisia de lumina se opreşte imediat după radiaţii de excitare se opreşte de numeşte.

-fluoresceta

43. Cap.2. Fenomenul de continuarea emisiei de lumină, după ce radiaţia excitantă este oprită de numeşte.

-fosforescenta

44. Cap.2. Cantitatea de fotoni necesară pentru a schimba o granulă în argint metalizat după developare este:

--este independenta de marimea granulei,

45. Cap.2. Dimensiuni mai mari de granule de halogenuri de argint produc: - granulele mai mari produc o viteza mai mare,astfel filmul devine mai repede intunecos.

46. Cap.2. Curba care descrie logaritmul raportului Iin

şi Iout

(intensitatea luminii de

intrare şi de ieşire atunci când are loc expunerea filmului developat cu o sursă de

lumină) este numit:

Densitatea optica. curba sensitometrică.

47. Cap.2 Principalul avantaj al unui sistemul intensificator de imagine este că acesta este capabil de producerea secvenţe de imagini dinamice, în timp real la rata video, un proces cunoscut sub numele de:

Fluroscopie.

48. Cap.2. Cazul special de fosforescenţă atunci când o parte din energia absorbită nu este eliberată imediat ci este stocată temporar şi poate fi eliberată la stimularea prin alte forme de energie, cum ar fi lumina laser se numeşte:

luminiscenta photostimulanta si este utilizata in radiografie digitala.

49. Cap.2. În imagistica dual-energie dacă două imagini radiografice sunt achiziţionate, fiecare, la o energie diferită, cu spectrele corespunzătoare σLE şi σHE, un sistem de două ecuaţii neliniare trebuie să fie rezolvat pentru separa imaginea radiografică originală în:

doua imagini de material exhivalente (de ex os si tesuturi moi).

50. Cap.2. Puterea de rezoluţie (adică frecvenţa unde MTF este de 10%) a combinaţiilor ecran-film clinice, variază de la:

5 pina la 15 lp/mm.

51. Cap.2. Un filtru din aluminiu, de multe ori completat de un filtru de cupru. Acest filtru elimina fotoni de energie mică,sporind astfel energia medie a fasciculului de fotoni.. Deoarece fotonii de energie mică sunt numiţi radiaţie moale şi fotoni de înaltă energie - radiaţie dură, această eliminare a fotonilor de energie joasă din fascicul este numită

intarire de facicul (beam hardening).

52. Cap.2. O reţea de puncte colimatoare are destinaţia de: absoarbe fotonii imprastiati, opreste fotonii care au unghul de incidenta mare, in timp ce fotonii cu unghiul de incidenta mici pot trece prin intermediul retelei.

53. Cap.2. Imaginile statice sau continue ce sunt obţinute cu o combinaţie film-ecran sau radiografie digitală se referă la ,:

imagini radiografice.

54. Cap.2. Imaginile dinamice ce sunt obţinute un intensificator de imagine sau un detector-panou plat cu matrice activă şi vizualizate în timp real pe un monitor TVsau ecranul computerului se referă la ,:

Imagini fluoroscopice

55. Cap.2. Boli maligne şi efectele ereditare, pentru care probabilitatea dar nu severitatea este proporţională cu doza, fără nici un prag, sunt efecte:

Efecte stocastice ale radiatiei

56. Cap.2. Leziuni la o populaţie mare de celule în cazul în care mecanismele reparative eşuează şi ţesutul este complet deteriora, sunt efecte:

Efecte deterministe ale radiatiei

57. Cap.2. Sunt caracterizate prin o doză prag şi o creştere a severităţii reacţiei ţesutului cu creşterea dozei efectele:

–Efecte deterministe

58. Cap.2. Unitatea SI de doza absorbită, D, este: Gray (Gy) este un J/kg de material iradiant59. Cap.2. suma ponderată a dozelor echivalente în toate ţesuturile sau organele

irradiate ale corpului:Doza eficace E=∑T(wT*HT)

60. Cap.2. Unitatea SI de doza echivalentă, D, este: Gray (Gy) este un J/kg de material iradiant sievert (Sv).61. Cap.3. Detectoare ce folosesc materual de conversie directă, cum ar fi tellurid de

cadmiu (CdTe) sau cadmiu-zinc-tellur(CZT) converteste un foton X-ray într-o anumită sarcină electrică proporţională cu energia sunt numite:

Detectoare cu numărare de fotoni sau detectoare cu conversie directa.

62. Cap.3. Un nou sistem de coordonate (r,s) este definit prin rotaţie (x,y), cu unghiul

θ. Pentru un unghi fix θ, ca funcţie de r este măsurat:

profilul de intensitate

63. Cap.3. Deoarece fascicule paralele care provin de la site-uri plasate opus, teoretic, se produc masuratori identice, profile de atenuare achiziţionate de la părţi opuse conţin informaţii redundante. Prin urmare, în măsura în care geometria fluxului este paralelă, este suficient de a măsura pθ (r) pentru θ variind de la

o Pi sau 180 grade de la 0 la π.

64. Cap.3. Stivuind toate rezultatele de proiecţii pθ(r), într-un set de date 2D p(r, θ), care este numit:

o sinograma

65. Cap.3. În matematică transformare Radon se numeşte: În matematică, transformareaoricărei funcţii f(x, y), în sinogramasa p(r,θ), se numeşte transformareRadon:

66. Cap.3. Pentru o anumită linie (r, θ), de a atribui valoarea p(r, θ), la toate punctele (x, y), de-a lungul acestei linii. Repetaţi acest lucru (adică, să se integreze) pentru θ variind de la 0 la π. Aceasta procedura se numeste:

Backprojection sau proiectia inversa

67. Cap.3. Relaţia de mai jos reprezintă posibilitatea să se calculeze f (x, y) pentru fiecare punct (x, y), pe baza tuturor proiecţiilor sale pθ(r), θ variind între 0 şi π şi se numeşte:

o Teorema de proiecţie

68. Cap.3. Reconstrucţia Fourier directă. Primul pas este: o Calcularea 1D a FT F1 a tuturor proiectiilor pθ (r)69. Cap.3. Reconstrucţia Fourier directă. Al doilea pas este: Puneţi toate valorile 1D funcţiei Pθ(k) pe o grila de polară

pentru a obţine 2D funcţia P(k,θ) (Figura (a)). Probele de date trebuie să fie interpolate la o reţea Carteziană (Figura (b)), în scopul de a obţine F (kx, ky).

70. Cap.3. Reconstrucţia Fourier directă. Al treulea pas este: Calculaţi IFT 2D F-12 din F (kx, ky):

71. Cap.3. Backprojection filtrată. Primul pas este: o Se filtrează sinograma p(r,θ):

72. Cap.3. Backprojection filtrată. Al doilea pas este: o Se efectueză backprojecţia de la sinograma filtrată

p*(r,θ): 73. Cap.3. Pentru arhitectura de mai jos este sufucient un unghi:

o 0 la (π + fan-unghi),

este sufucient un unghi: (γ, β)o β este unghiul dintre sursa şi axa y, iar γ este unghiul dintre raza prin (x, y) şi linia de centru a conului asociat.

74. Cap.3. Pentru arhitectura de mai a doua abordare de reconstrucţie este: o Redeplasarea (rebinning) implică reordonarea datelor în date paralele şi necesită interpolare.

o O ecuaţie adaptată pentru backprojection filtrată poate fi folosită.

75. Cap.3. În imaginea de mai jos este repreyentată CT: În CT circulară, datele sunt achiziţionate de la poziţiile discrete axiale {z1, z2,. . } şi pentru poziţii de tub unghiulare β variind de la 0 la 2π.

o CT circulară

76. Cap.3. În imaginea de mai jos este repreyentată CT: În CT elicoidale, datele sunt achiziţionate în timp ce β şi z cresc simultan. La litera (b) interpolare liniară de 360 ◦ este utilizată

o CT elicoidală

77. Cap.3. În imaginea de mai jos este repreyentată CT: CT multi-slice: un scaner multi-slice o felie multi-CT poate dobândi mai multe felii simultan prin utilizarea a mai multe reţele de detectoare adiacente. (Retipărit cu permisiunea de RSNA).

o CT multi-felii

78. Cap.3. În imaginea de mai jos este repreyentată CT: Geometrie con-fascicul circular. Aceasta este o extensie 3D din geometria fan-fascicul 2D. Sursă şi detectorul fac o orbită circularăîn jurul axei z. Fan-ul înclinat prin punctul (x, y, z) se intersectează Z-axa la înălţime ζ, t este definită ca în cazul 2D. U estep roiecţia distanţei sursă-la-punct pe raza centrală a fan-ului neînclinat.

79. Cap.3. Tomosinteza poate fi văzută ca un compromis între radiografie şi CT:: • Tehnici de reconstrucţie în tomosinteză includ backprojection simplă (numite, de asemenea, şi-shift-add), ceea ce este intrinsec principiul folosit în tomografie liniară, backprojection filtrată şi reconstrucţia iterativă.

un număr redus (de obicei, zeci) de imagini de proiecţii sunt combinate pentru a calcula cu imagini 3D cu informaţii de adâncime limitate

•

80. Cap.3. Tomografia cu fascicul de electroni. Rezoluţia temporală este de: • Această furnizează o rezoluţie temporală de 17 de cadre pe secundă. Fiecare cadru este format din două felii, una pentru fiecare inel-detector. Imaginile produse de scanere EBT au rezoluţia de 0.25-0.5 mm, în planul imaginii.

81. Cap.3. Tuburi cu multe raze X. Rezoluţia temporală este de: • 60 de cadre pe secundă•• Interesul reânoin în arhitecturi multi-sursă.

Sistemul de CT dublu-sursa aproape dublează rezoluţia temporală. Cu toate acestea, cross-împrăştie din a doua sursă în primul detector este raportată la rezultat într-un raport scatter-la-primar mai mare ca 100% pentru pacientii obezi, care corespunde la o pedeapsa de doză severă.