Ларморова прецессия

Рис. 1.6. Ларморова прецессия вектора суммарной намагниченности М в магнитном поле Н, направленном под некоторым углом к вектору М. Функции времени а — М , б — Мх, в —Му,

Рис. 1.7. Ларморова прецессия вектора суммарной ядерной намагниченности при наличии процессов релаксации. Функции времени а — Мг стремится к равновесному значению Мо б — экспоненциально спадающее синусоидальное колебание Мх в — экспоненциально падающее косинусоидальное колебание Му г — М —

Рис. 8-27. Ларморова прецессия (а) вращающейся (Ь) и статической (с) компонент.

Это излучение должно быть поляризовано в направлении, перпендикулярном Н. Это обстоятельство просто может быть понято на основе классической теории Зееман-эффекта. Согласно этой теории, магнитный момент, имеющий угол а с Н, должен совершать прецессию вокруг оси поля (Ларморова прецессия). При этом проекция момента на оси поля не зависит от времени, а проекция на оси, перпендикулярной Н, гармонически колеблется. [c.671]

На магнитный диполь в однородном магнитном поле Вц действует крутящий момент, который стремится ориентировать его параллельно направлению поля. Поэтому угловой момент ядра вызывает прецессию магнитного момента (х вокруг оси г эта прецессия может быть легко описана на основе принципов теории гироскопа (рис. VII.1,а). Угловая скорость прецессионного движения, известного как ларморова прецессия, задается выражением (Оо = —уВа (вектор (Оо ориентирован в отрицательном г-направлении). Таким образом, ларморова частота имеет величину = (у/2л) Во. [c.228]

Частота ларморовой прецессии ядер в магнитных полях, обычно используемых для исследований, составляет миллионы герц (мегагерцы), поэтому вращающееся магнитное поле Я генерируют радиотехническими средствами. Для этого вовсе не обязательно создавать магнитное поле, поляризованное по кругу (вращающееся поле). Можно использовать поле, колеб-ч 1ющееся с нужной частотой, т. е. линейно поляризованное поле. Такое поле можно представить в виде суперпозиции (наложения) двух равных полей, вращающихся с равными угловыми частотами в противоположных направлениях [c.18]

Здесь Rz(Ф) отражает ларморову прецессию на угол ф = ОТ за время между импульсами. Этот угол не следует путать с углом <р, который используется для обозначения фазы РЧ-поля и намагниченности. Поперечная и продольная релаксации описываются exp(-R/) [выражение (4.2.2)]. Приравняв М(Т) = М(0 ), находим [c.161]

Для более детального исследования рассмотрим ансамбль ядерных спинов в постоянном магнитном поле Н, на который воздействует поляризованное по кругу радиочастотное поле Нь вращающееся по часовой стрелке в плоскости ху и характеризующееся, как и ларморова прецессия, постоянной угловой скоростью ш (не обязательно совпадающей с резонансной частотой Шо)- Для этого случая уравнения Блоха выглядят следующим образом [c.234]

Ларморова прецессия вектора суммарной намагниченности [c.16]

Метод двойного резонанса с адиабатическим размагничиванием является новым методом в этой области. Рассмотрим образец с квадрупольным ядром в молекуле, в которой имеется несколько протонов. Если образец помещен в магнитное поле и мы ждем достаточно долго, чтобы наступило равновесие, то, как это обсуждалось в главе, посвященной ЯМР, будет существовать избыток протонных ядерных моментов, расположенных вдоль поля, которые участвуют в ларморовой прецессии и дают вклад в суммарную намагниченность. Если образец удалить из поля, то суммарная намагниченность упадет до нуля, поскольку индивидуальные моменты располагаются в соответствии со своими собственными локальными полями. Беспорядочная ориентация этих локальных полей в отсутствие внешнего поля приводит к нулевой суммарной намагниченности. Эта ситуация изображена на рис. 14.8 слева, в той части, которая помечена как образец удален из поля . [c.280]

Ядра изолированы от окружающей их решетки электронными оболочками и не могут отдать избыточную энергию путем соударений. Вероятность спонтанного (самопроизвольного) излучения в радиоволновом диапазоне ничтожно мала (например, время жизни протона в возбужденном состоянии равно лет). Существует, однако, безызлучательный путь отдачи энергии ядрами, называемый релаксацией. Дело в том, что в каждом образце, содержащем магнитные ядра, возникают слабые флуктуирующие (хаотически меняющиеся) локальные магнитные поля, обусловленные межмолекулярными и внутримолекулярными движениями. Эти магнитные поля содержат весь спектр колебаний, в том числе и тех, которые совпадают с частотой ларморовой прецессии магнитных ядер данного изотопа. Соответствующая компонента этого локального поля может вызвать переход того или иного прецессирующего ядра с верхнего уровня на нижний путем резонансного взаимодействия с ним. Энергия этого перехода передается элементам решетки в виде дополнительной поступательной, вращательной или колебательной энергии, т. е. превращается в тепловую энергию образца. Такой процесс охлаждения ядерных спинов называется спин-решеточной релаксацией. Он будет происходить довольно часто, поскольку, как показывает расчет, вероятность вынужденного излучения или ядерного магнитного резонанса велика (в противоположность спонтанному излучению). Система возбужденных ядер получает возмож- [c.22]

Согласно принципу неопределенности Гейзенберга АхАЕ=/г, время жизни в данном энергетическом состоянии влняст па определенность зиачения энергии в этом состоянии. Следовательно, от величины Т должна зависеть ширина резоиаисной линии. Поглощенная энергия может передаваться частицами не только за счет теплового движения, но и за счет так называемого спин-спинового взаимодействия. В ядерном магнитном резо 1аисе такое взаимодействие обычно наблюдается у связанных друг с другом частиц с магнитным енином. На каждый магнитный момент ядра действует не только постоянное магнитное поле Яо, но и слабое локальное ноле Ялок, создаваемое соседними магнитными ядрами. Магнитный диполь на расстоянии г создает поле для протона это поле равно 14 Э на расстоянии 1 А. С ростом г напряженность поля Яло быстро падаст, так как существенное влияние могут оказывать только ближайшие соседние ядра. По величине разброса локального поля Ядок при помощи уравнения резонанса мол<но найти разброс частот ларморовой прецессии [c.256]

Из уравнения (16) следует, что чем больше напряженность постоянного магнитного поля Нд, тем больше частота ларморовой прецессии. [c.17]

Итак, поместив образец, содержащий магнитные ядра, в сильное магнитное поле и создав тем самым некоторый избыток ядер на нижнем энергетическом уровне, будем воздействовать на этот образец вращающимся магнитным полем, частота которого равна частоте ларморовой прецессии магнитных ядер. При отсутствии взаимодействия между системой ядерных спинов и решеткой поглощение энергии вращаю- [c.21]

Это суть уравнения ларморовой прецессии вектора М, выраженные через его компоненты. [c.28]

Таким образом, если даже до включения поля атом не обладает магнитным моментом, в магнитном поле вследствие ларморовой прецессии он приобретает магнитный момент, направленный против поля. Этот индуцированный полем магнитный момент обусловливает собой так называемый диамагнетизм (см. подробнее ниже). [c.296]

Для систем, состоящих из неодинаковых частиц, эффект наличия локального поля сущестаует, но обменные процессы спинов отсутствуют, так как частоты ларморовой прецессии частиц совершенно различны. [c.370]

Захват электрона мюоном i приводит к образованию атома мюония Ми-водородоподобного атома, в к-ром центр, ядром вместо протона является Радиус атомной орбиты Ми 0,0532 нм, потенциал ионизации 13,54 эВ, масса 1/9 массы атома Н. Как и позитроний, мюоний может находиться в орто- и пара состояниях. Основные измеряемые характеристики Ми-степень ориентации спина относительно оси квантования (поляризация) и ее изменения во времени (релаксация), зависящие от хим. р-ций Ми. В магн. палях мюон и орто-мюоний претерпевают ларморову прецессию спина (системы спинов) с частотами, отличающимися в 103 раза, что позволяет экспериментально идентифицировать хим. состояние частиц. Ядерно-физ. эталонами времени при исследовании скорости взаимод. мюония с в-вом являются частота квантовых переходов между энергетич. состояниями мюония (( о = 2,804-10 с" ) и постоянная распада мюона X = 4,545-10 с", по отношению к к-рым измеряются абсолютные константы скорости реакций. [c.20]

И Кг имеют различную структуру, то частоты ларморовых прецессий со соответствующих электронных спинов будут различаться между собой. В спектроскопии ЭПР ларморова частота определяется соотношением [c.346]

Т — константа магнитного вращения постоянная Вердё). В классической электронной теории эффект Фарадея сводится к эффекту Зеемана. Электрон, рассматриваемый как гармонический осциллятор, колеблется в отсутствие магнитного ноля с круговой частотой Ыо. В магнитном поле, направленном вдоль луча. света, спектральная линия с частотой ы расщепляется на две, поляризованные по кругу влево и вправо. Величпца расщепления равна 2 ыя1, где л — круговая частота ларморовой прецессии [c.159]

Такова феноменологическая теория эффекта Фарадея [32, 33]. В классической электронной теории эффект Фарадея сводится к эффекту Зеемана. Электрон, рассматриваемый как гармонический осциллятор, колеблется в отсутствие магнитного поля с круговбй частотой шо- В присутствии поля, направленного параллельно лучу света, спектральная линия с частотой шо расщепляется на две, поляризованные по кругу вправо и влево. Величина расщепления равна 21шн , где шд — частота ларморовой прецессии [c.440]

Ось г вращающейся и ось г лабораторной систем координат совпадают. Очевидно, что если частота ларморовой прецессии вектора М и частота вращения поля Н1 совпадают (рис. 1.8), то вектор М будет неподвижным во вращающейся системе координат. Таким образом, поляризующее магнитное поле, действующее на вектор намагниченности вдоль оси 2, во вращающейся системе координат исчезает. [c.20]

Теория. Подобно тому как каждый изотоп любого элемента обладает определенный массой ядра и зарядом, так и большинство изотопов обладает ядериым моментом количества движения, или спином. Если изотоп имеет спин, отличный от нуля, то он благодаря своему электрическому заряду представляет собой маленький магнит. Если этот магнит подвергнуть действию постоянного магнитного поля, то его поведение будет аналогично поведению гироскопа в постоянном гравитационном поле он начнет прецесоировать. Это означает, что ось его спина начнет вращаться вокруг направления действия поля. Частота этого вращения зависит от папряженности поля, момента количества движения и магнитного момента ядра. Эта частота, обычно называе.мая частотой ларморовой прецессии, определяется уравнением [c.241]

Явление прецессии может быть обнаружено лишь при условии, если образец подвергается действию внешнего переменного поля, частота которого равна частоте ларморовой прецессии. При этих условиях все ядра одного изотопа начинают прецессировать синхронно с частотой приложенного поля, причем угол прецессии увеличивается. Этот процесс вызывает появление заметного сигнала в приемнике. Такое явление представляет собой одну из разновидностей резонанса и очень похоже [c.241]

Изотоп Природное содержание, % Частота ларморовой прецессии (для /У = 10 гс), мгц Относительная чувстсзительность [c.241]

Larmor гиромагнитная [ларморова] прецессия (электрона в атоме) [c.396]

Вращающий момент является просто скоростью изменения момента количе- / ства движения, а так как магнитный момент связан с моментом количества движения уравнением (1), то можно решить уравнение (6) и найти движение вектора спина. Спин прецессирует вокруг направления поля Я, и угловая частота этой прецессии, известная под названием ларморовой прецессии, равна уН. [c.15]

Рис. 2. Схема ларморовой прецессии магнитного момента (а в поле Н при радиочастотном поле Нх, перпендикулярном Н, как в слу-

Может показаться, что ларморову прецессию ядерных моментов можно было бы обнаружить, не используя явление резонанса. Однако это невозможно, поскольку каждое ядро прецессирует со своей, совершенно случайной фазой, и поэтому у системы нет такого макроскопического свойства, которое изменялось бы с частотой ларморовой прецессии. [c.16]

Используя хорошо известные соотношения, можно получить выражение для частоты ларморовой прецессии ядер [c.16]

При понижении температуры и возрастании вязкости интенсивность компоненты локального магнитного шумового спектра на частоте ларморовой прецессии будет возрастать, пройдет через максимум и затем пойдет на убыль. Величина Г], соответственно, будет уменьшаться, пройдет через минимум, а затем вновь начнет расти. Имеет смысл ввести время корреляции т. е. то среднее время, за которое жесткая приблизительно сферическая молекула поворачив ается на угол в 1 рад и, следовательно, на 1 рад поворачивается линия, соединяющая два любых ядра в этой молекуле. Для таких молекул время корреляции I с достаточной точностью дается выражением [c.23]

Это расстояние настолько мало (Д <С кТ), что дальнейшее рассмотрение можно провести в рамках классической механики. При классическом описании предполагаемое прецессионное движение исследуемой системы характеризуется угловой частотой и (частота ларморовой прецессии), которая связана простым соотношением с частотой V из уравнения (13.30) и с индукцией магнитного поля [c.357]

Вектор спинового момента движется в направлении часовой стрелки по образующей конуса с угловой скоростью о- Мц и — продольная и поперечная компоненты вектора М (они остаются постоянными, если релаксация пренебрежимо мала). Такое вращение вектора М называют ларморовой прецессией спина, а о — частотой ларморовой прецессии. Направление прецессии определяется знаком гиромагнитного отношения для электронов у отрицательно и спины прецессируют вокруг поля Но против часовой стрелки. [c.233]

Физическая химия (1987) -- [ c.671 ]

Введение в курс спектроскопии ЯМР (1984) -- [ c.228 ]

ЯМР высокого разрешения макромолекул (1977) -- [ c.15 , c.16 , c.21 , c.23 ]

ЯМР высокого разрешения макромолекул (1977) -- [ c.15 , c.16 , c.21 , c.23 ]

Биофизическая химия Т.2 (1984) -- [ c.131 ]

Справочник химика 21

Химия и химическая технология