Ядерная прецессия

Рис. 2.1. Поведение ядерного магнитного момента в магнитном поле а — прецессия магнитного момента ц ядра в магнитном поле Но в лабораторной системе координат Vo = YЯo/2я (линейная частота) Ыо=уНц (рад/с) (угловая частота), у — гиромагнитное отношение б — прецессия магнитного момента (1 ядра во вращающейся системе координат относительно оси отсутствует

Рис. 8.2. Схематическое изображение прецессии результирующего вектора ядерной намагниченности М в постоянном магнитном поле На.

При установлении химического равновесия х, г/-намагниченность переносится от А и В и обратно. Если пренебречь ядерной прецессией за время перехода от А к В и от В к А, то уравнение (XI. 22) может быть дополнено следующим образом [c.429]

Предположим теперь, что этому гипотетическому кристаллу НР дали расплавиться. Враш ение в жидком состоянии заставляет ось молекулы НР двигаться беспорядочно по отношению к направлению поля. Компонента локального поля, параллельная Яо, будет то положительной, то отрицательной, так что за несколько вращений величина ее, усредненная по времени, приближается к нулю. Поскольку ядерная прецессия протекает гораздо медленнее, чем молекулярное вращение (число вращений, происходящих за период [c.31]

Измерение ядерного магнитного резонанса (ЯМР) — метод анализа, основанный на резонансном поглощении электромагнитных волн веществом, помещенным в постоянное магнитное поле. Ядерный магнитный резонанс использует явление ядерного магнетизма. Атомные ядра многих химических элементов имеют определенный момент количества движения, т. е. вращаются вокруг собственной оси (спин ядра). Спин ядра аналогичен спину электрона. Магнитный момент возникает потому, что каждое ядро имеет электрический заряд. Для наблюдения ЯМР ампулу, содержащую анализируемое вещество, помещают в катушку радиочастотного генератора. Образец может быть жидким, твердым или газообразным. Катушку с ампулой помещают в зазоре магнита перпендикулярно направлению магнитного поля Ни- Генератор создает на катушке слабое переменное магнитное поле Нх- Резонанс наступает при условии ф=фо= У о, где ф — скорость вращающегося поля Нх, фо — скорость прецессии ядер в поле На, 7 — гиромагнитное отношение у = т1Р (т — магнитный момент ядра атома, Р — момент количества движения ядра). При выполнении условия приемник регистрирует небольшое изменение напряжения на рабочем контуре в виде сигнала в форме гауссовой кривой. Кривая характеризуется высотой сигнала и шириной кривой (полосы), [c.452]

Чтобы радиочастотное поле Я1 могло вызвать переориентацию спинов ядер, оно должно вращаться в плоскости ху, поскольку приложенное поле Яо направлено вдоль оси г. В действительности катушка Ь, окружающая образец, создает поле, поляризованное вдоль ее собственной оси, а именно оси у (см. рис. 3.1). Это линейно поляризованное колеблющееся поле эквивалентно двум полям, вращающимся вокруг оси г в противоположных направлениях — по часовой стрелке и против нее. Первое составляющее поле вращается в направлении, противоположном ядерной прецессии, и им можно пренебречь второе вращается в том же направлении, что и ядерные магнитные моменты, и служит источником силы, которая нужна для того, чтобы перевести ядерные магниты с одной разрешенной ориентации на другую. [c.64]

В этом поглощении энергии также участвуют составляющие магнитного момента, перпендикулярные полю его механизм можно представить, рассматривая ядерную прецессию. Ср., например [4], гл. 1 [5] гл. 2 [6], гл. 3. [c.220]

Импульсный ЯМР. Исследуемый образец возбуждается кратким, интенсивным, высокочастотным импульсом. Затухание сигнала свободной ядерной прецессии (спад свободной индукции, или СИС) (г ) записывается как функция времени. Согласно хорошо известной теории (см. раздел 3) функция G(f), описывающая соответствующий частотный спектр, может быть получена из g t) с помощью Фурье-преобразования [c.136]

Таким образом, с точки зрения классической теории явление ЯМР заключается в возмущении ядерных моментов, находящихся в поле Но, небольшим переменным полем Н, направленным перпендикулярно Яо. Резонанс наступает при совпадении скорости ш вращающегося поля Н и скорости прецессии оа ядер в поле Яр. [c.222]

Тот же самый результат может быть получен, если частота переменного ноля V остается постоянной, а изменяется напряженность постоянного магнитного поля. При изменении напряженности постоянного магнитного поля изменяется частота прецессии ядра и, когда она достигает частоты переменного магнитного поля, происходит резонанс. На практике обычно реализуется именно этот способ. Таким образом, задача анализа обычно состоит в том, чтобы определить напряженность постоянного магнитного поля, при которой наступает ядерный резонанс в переменном поле определенной частоты V. В этом случае частота V равна частоте ЯМР. В табл. 4 приведены значения ЯМР для ядер различных атомов. [c.38]

Рассмотрим движение ядерного диполя в магнитном поле без учета его свойств как микрочастицы, т. е. с классической точки зрения. Пусть вращающееся ядро ориентировано под углом 9 к направлению приложенного поля Яо- Это поле будет действовать на магнитное ядро так, чтобы уменьшить угол 0. Однако поскольку ядро вращается, то суммарным результатом будет то, что ядерный магнит начнет прецессировать вокруг направления магнитного поля Яо. Это поведение ядра аналогично прецессии вращающегося гироскопа, или волчка, когда он под действием силы тяжести стремится опрокинуться в гравитационном поле Земли. Угловую скорость этой прецессии со можно определить из уравнения Лармора [c.16]

Вследствие равномерного распределения векторов по поверхности конусов равнодействующая каждого из них направлена вдоль общей оси. Поскольку на нижнем энергетическом уровне есть некоторый избыток ядерных спинов, суммарная составляющая обоих конусов, которую называют макроскопической ядерной намагниченностью М , будет отличаться от нуля. Вектор Мд совпадает с осью конуса прецессии и будет направлен в сторону приложенного магнитного поля Нд. Таким образом, внешнее магнитное поле вызовет появление макроскопической ядерной намагниченности образца. Расчет показывает, что при комнатной температуре ее величина имеет порядок 10 от величины приложенного поля. В состоянии насыщения поверхность обоих конусов заполнена ядерными векторами одинаково, поэтому макроскопическая ядерная намагниченность в этом случае равна нулю. [c.26]

Если такой спиновой ансамбль облучать радиочастотным полем Ну таким образом, чтобы его магнитный вектор вращался в плоскости ху в направлении прецессии ядерных моментов, т. е. перпендикулярно вектору Яо, и частота Н удовлетворяла соотношению Vb4 = V0 (условие резонанса), то происходит поглощение энергии радиочастотного поля. В соответствии с распределением Больцмана в направлении поля Но будет ориентировано большее число ядер, чем в противоположном направлении. В результате такого распределения состояний в образце создается намагниченность М, направленная вдоль оси Z. [c.255]

Если вращающаяся заряженная частица находится в магнитном поле Яо, причем ее магнитный момент составляет с направлением поля угол 0, то ларморова частота прецессии оси ядерного спина вокруг направления постоянного внешнего магнитного поля будет равна [c.115]

Можно представить, что каждое ядро помнит ряд других, находящихся в непосредственной близости магнитных ядер или самой молекулы или соседних молекул. Движение соседних ядер относительно наблюдаемого ядра приводит к созданию локальных магнитных полей, действие которых будет испытывать наблюдаемое ядро в момент прецессии относительно поля Но. Так как движение ядер имеет случайный характер, то возникающие электромагнитные поля будут иметь чрезвычайно широкий спектр частот, среди которых найдутся компоненты, совпадающие по направлению с Я и имеющие резонансную частоту. Следует обратить внимание на интенсивности частотных компонент молекулярных движений, имеющих частоты, совпадающие с частотой ядерного резонанса, удвоенной частотой резонанса и равной нулю. [c.58]

Пусть вдоль оси X в системе координат, вращающейся с частотой ВЧ-поля, приложен ВЧ-импульс. В импульсных методах основным соотношением является уравнение, связывающее величину угла 0, на который повернется вектор намагниченности ядерных спинов М в ходе прецессии за тр — время облучения системы ВЧ-импульсом [c.89]

Так как распад происходит в магнитном поле Во, то синглетное состояние радикальной пары в момент ее возникновения можно представить в виде векторной модели так, как показано на рис. 1Х.28,а. Электронный спин 51 параллелен Во, а спин 5 антипараллелен Во. Фазовый угол между спин-векторами составляет 180°, так что суммарный спин равен нулю. Взаимодействие между Во и 51 (и 5г) приводит к прецессии электронного-спина вокруг направления поля, аналогично тому, как это происходит с ядерным спином (см. гл. VII). Так как радикалы К), [c.345]

Условие наблюдаемости парамагнитного сдвига время т существования локального поля СТВ должно быть меньше периода ядерной прецессии в этом поле, т. е. т < а- (где а выражено в единицах частоты). Поскольку время электронной спин-решеточной релаксации в радикалах обычно велико, то этот механизм не может обеспечить выполнение условия 7 ie< а , и на первое место выступает механизм обменных электрон-электронных взаимодействий, проявляющийся в концентрированных твердых или жидких растворах радикалов. Он соответствует взаимным переориентациям- соседних электронных спинов с частотой обмена Юобм в кристаллах радикалов сообм с", т. е. за период ядерной прецессии электрон изменяет свою ориентацию 10 10 раз. Этого достаточно, чтобы усреднить локальные поля, создаваемые СТВ, за исключением малой остаточной его части, возникающей из разной заселенности зеемановских электронных уровней именно эта часть СТВ создает парамагнитный сдвиг. [c.266]

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]

Наблюдение производится методом ядериого магнитного ре-.юнанса. Объект помещается в сильное магнитное поле. Спины ядер начинают прецессировать вокру вектора напряженности магнитного поля с определенной частотой. Затем подается слабое магнитное ноле, вектор напряженностн которого нерпендн-кулярен начальному вектору. Это поле меняется с некоторой частотой. Прн совпадении частот прецессии н слабого поля система начинает сильно поглощать энергию — наступает резонанс. Затем слабое поле выключается и система релаксирует к равновесному состоянию. По скоростям релаксации определяются значения Т , и То и затем рассчитываются времена корреляции броуновского движения. С помощью ядерной магнитной релаксации их можно измерять в широком диапазоне температур и частот. Измеренные времена корреляции позволяют определить размер частиц. Метод ядерной магнитной релаксации применим не всегда, поскольку нужно учитывать релаксацию молекул как дисперсной фазы, так и дисперсионной среды. Интерпретация результатов оказывается затруднительной. Метод применим для высокодисперсных систем с частицами от молекулярных размеров до десятков нанометров. Исследования нефтяных систем этим методом только начинаются [140]. Проведенные этим методом исследования дисперсности масляных фракций нефти и их фенольных растворов позволили установить, что размеры образующих их ССЕ составляют величины порядка 10 нм [141]. [c.99]

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]

Если в какой-то момент времени ядерные диполи прецессируют в фазе, то время, необходимое, чтобы фазы прецессии разошлись, равно (Av) . Это время можно рассматривать как часть времени спин-спинового взаимодействия Т . Кроме того, ядро, создающее магнитное ноле и осциллирующее с ларморовой частотой, мол<ет вызвать переход у соседнего ядра. Происходит одновременная переориентация обоих ядер, т. е. обмен энергией при сохранении их обгцей энергии. Прн этом изменение энергетического состояния одной частицы влияет на состояние другой. [c.256]

При обсуждении импульсных методов удобно относить движение вектора намагниченности в снсте.ме координат, вращающейся относительно Яо в наиравлении ирецессирующих ядерных моментов. Такая система координат удобна для объяснения поведения вектора намагниченности при облучении системы ядерных сПинов коротким радиочастотным импульсом, магнитный вектор которого перпендикулярен вектору Яо и вращается с частотой м (рад/с). Во вращающейся системе координат вектор намагниченности ядерных спинов прецессирует вокруг некоторого фиктивного поля Яф, обусловленного вращением. При резонансе Я( , компенсирует поле Яо-Вектор намагниченности М взаимодействует только с Я,, лежащим в плоскости ху (рис. 91). Такое взаи.модействие приводит к тому, что вектор намагниченности М в ходе прецессии повернется за время облучения t иа угол, равный [c.257]

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]

При наложении переменного поля резонансной частоты начинаются переходы между уровнями, что ведет к поглощению энергии переменного поля. Это явление и называется ядерным квадрупольным резонансом (ЯКР). В случае ЯКР имеет место прецессия отдельных ядер (а не электронов), способных вращаться в поле своей электронной оболочки (эллипсоидные ядра). В отличие от сферических атомов, у которых заряды распределены равномерно, продолговатые ядра (характерные, например, для галогенов, в частности хлора) обладают квадрупольным электрическим моментом. Для веществ с такими ядрами можно наблюдать четкую линию квадрупольиого резонанса. Чувствительность метода ЯКР настолько велика, что можно фиксировать резонансные частоты атомов, обладающих разными химическими свойствами (так, в случае поливинилхлорида для них получаются значения частот 37,25 и 38,04 МГц). [c.230]

В классической модели ядерный магнитный резонанс связывают, по существу, с переориентацией вектора М из равновесного положения в направлении 2 в направление —2. Такая переориентация может происходить с помощью переменного магнитного поля В,. Для этого необходимо, чтобы вектор В вращался в плоскости ху (см. рис. 1.2) с угловой частотой, близкой к ларморовой частоте прецессии а вектора магнитного момента М. При совпадении указанных частот переменное поле как бы следит за вектором М, возбуждая его прецессию вокруг вектора В,. Это и приводит к переориентации М относительно В в системе координат, вращающейся вместе с векторами М и Ву относительно неподвижной оси 2, совпадающей с направлением В (см. рис. 1.2). Прецессия М относительно В, медленная, так как это поле слабое (амплитуда B°v мала). Угол поворота вектора М во вращающейся системе координат от направления г (в плоскости уг) через промежуток времени I определяется соотношением [c.13]

Предположим теперь, что кроме постоянного поля Н приложено перпендикулярное к нему равномерно вращающееся малое магнитное поле Ях (рис. 3). Это приведет к появлению пары сил Ьопр = [ц X Ях, которая будет стремиться повернуть ядерный магнитный диполь путем изменения угла 0. Однако это происходит не всегда. Если частота вращения ядерного диполя и магнитного поля не совпадает, то единственным результатом их взаимодействия являются слабые периодические возмущения прецессии ядерного магнитного диполя. Наиболее сильное взаимодействие возможно в том случае, когда поле само вращается с ларморовой частотой, причем в ту же сторону, что и магнитное ядро, т. е. синхронно с этим ядром. В этом случае векторы ц и Я1 будут неподвижны один относительно другого. При таком совпадении частот и направлений вращения вектор ядерного магнитного диполя отклоняется от оси вращения Н , а именно если вращение поля Я1 опережает по фазе на 90 вращение диполя, то угол 9 возрастает если вращение поля Ях отстает по фазе на 90° от вращения диполя, то угол 0 уменьшится. В первом случае наблюдается поглощение энергии поля Ях ядерным диполем, во втором, наоборот, поле Я1 будет поглощать энергию ядерного диполя. [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]

Ядерные диполи хаотически распределены в образце. Суммарный (макроскопический) магнитный момент образца зависит только от ориентации отдельных магнитных диполей и не зависит от их местонахождения. Поэтому можно условно свести начала всех векторов ядерных диполей в одну точку, от этого суммарный магнитный момент образца не изменится. При отсутствии внешнего магнитного поля свободные концы векторов равномерно разместятся на поверхности сферы. Приложим постоянное магнитное поле Hq. Если магнитные ядра имеют спин, равный Vj, это приведет к тому, что векторы образуют два конуса, направленные в противоположные стороны и имеющие общую вершину там, где раньше был центр сферы. Общая ось этих конусов совпадает с направлением приложенного магнитного поля Яр, а угол при вершине будет равен 109° 28 = 2 ar os Y U- Векторы равномерно заполнят поверхности обоих конусов и они будут вращаться вокруг общей оси с угловой частотой, равной частоте прецессии v [c.25]

Пусть теперь на ядра действует переменное магнитное поле радиочастотного генератора Н , колеблющееся вдоль оси х. Это поле не имеет компонент вдоль оси у, но его можно представить как суперпозицию двух магнитных векторов, вращающихся в плоскости ху с одинаковой скоростью в противоположных направлениях с таким соотношением фаз, что они компенсируют друг друга в направлении оси у (рис. 17). Один из этих векторов вращается в том же направлении, что и пре-цессирующие ядерные магнитные диполи, тогда как другой вектор вращается в противоположном направлении. Очевидно поле, которое вращается противоположно прецессирующим ядрам, не взаимодействует с ними, потому что оно не может оставаться с ними в фазе. С другой стороны, поле, вращающееся в одном направлении с преиессирующими ядрами, может находиться в фазе, и это произойдет при совпадении частот вращения. При этом поле будет стремиться изменить ориентацию ядерных диполей, причем произойдет переход энергии вращающегося магнитного поля к ядрам с переводом их на другой конус прецессии. Этот процесс можно наблюдать у тех ядер, магнитные векторы которых отстают от вращающего поля по фазе на 90°. В результате суммарная намагниченность рассматриваемого конуса прецессии уже не будет совпадать с осью конуса, а как бы начнет вращаться с частотой прецессии вокруг этой оси, т. е. вокруг направления поля Яо (рис. 18), что приведет к появлению вращающихся компонент намагниченности в направлениях х у. Переменное маг нитное поле, направленное вдоль оси у, возбудит в катушке [c.49]

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]