Ларморова частота

По этому уравнению можно определить частоту прецессии (ларморову частоту), зная соотношение между угловой скоростью и угловой частотой со = 2яу. [c.16]

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]

Известен факт заметного воздействия слабых магнитных полей (напряженностью, например, в 10-30 кА/м ) на водные растворы и биологические объекты. Это можно объяснить тем, что молекулы данных веществ, особенно органических, весьма массивны, и, соответственно, спектр их собственных колебаний находится в области низких и сверхнизких частот. А это означает, что условие равенства трех частот с наибольшей вероятностью будет реализовываться в области слабых значений напряженности магнитного поля, дающих малые ларморовы частоты. [c.37]

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]

Эффективное понижение времени поперечной релаксации происходит в том случае, если рассматриваемые ядра периодически изменяют свои ларморовы частоты. Это явление представляет большой интерес для химии, так как для различных внутри-и межмолекулярных динамических процессов, таких, как протонный обмен, конформационные переходы (валентная таутомерия), могут происходить быстрые и обратимые изменения резонансных частот отдельных протонов. В том случае, если этот механизм целиком определяет поперечную релаксацию, то из температурно-зависимых величин Гг, которые связаны с ширинами линий (уравнение VII. 9), можно определить значения скоростей реакций. Таким образом, с помощью спектроскопии ЯМР могут исследоваться кинетические процессы, и этот метод играет важную роль в исследовании быстрых обратимых реакций. [c.241]

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]

Рассмотрим сначала действие одиночного импульса высокочастотного поля Длительностью т на систему ядерных магнитных моментов, поляризованных сильным постоянным магнитным полем Яо. Импульс перпендикулярного Яо переменного поля резонансной частоты отклоняет результирующий вектор ядерной намагниченности М от равновесного направления, совпадающего с направлением Яо, на угол, определяемый при т<Ст1, Т2 длительностью импульса и амплитудой высокочастотного поля. После прекращения действия импульса вектор М свободно прецессирует вокруг направления Яо с ларморовой частотой vo= у (2я) Яо, постепенно возвращаясь к равновесному положению (рис. 8.2). [c.220]

Для измерения более длительных Тг используется так называемое явление спинового эха, которое заключается в следующем. Высокочастотное поле подается на образец двумя интенсивными импульсами, разделенными интервалом времени Ь. Первый импульс отклоняет вектор ядерной намагниченности на 90° от направления поля. Так как магнитное поле внутри образца неоднородно, то-векторы намагниченности разнйх элементов образца прецессируют с разными ларморовыми частотами, образуя расходящийся во времени веер векторов. Второй импульс высокочастотного поля поворачивает этот веер на 180° относительно оси передающей катушки. При этом те компоненты веера , которые были первыми, станут последними. Поскольку компоненты веера продолжают смещаться в том же направлении относительно центра распределения, веер начинает складываться. В момент времени 2t все компоненты веера сольются в единый вектор, после чего опять начинается разделение. На экране осциллографа в этот момент возникает сигнал, называемый сигналом спинового эха, длительностью порядка ( у АЯо) . Амплитуда этого сигнала убывает при увеличении интервала времени по экспоненциальному закону ехр (—211x2), что и используется для измерения времени релаксации Т2. [c.221]

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]

Если вращающийся заряд (электрон) находится в магнитном поле Я, то вектор магнитного момента вращается (процессирует) вокруг направления поля с частотой еН1 2тс) (ларморова частота). При этом если магнитный момент электрона направлен по полю, тЬ частота его обращения уменьшается, если же электрон вращается в обратном направлении, частота и магнитный момент возрастают. Таким образом, вызванное прецессией изменение магнитного момента в обоих случаях направлено против поля. Этот эффект вполне отчетливо проявляется у диамагнетиков (ланжеве-новский диамагнетизм). [c.89]

Согласно классической теории электромагнетизма МОЖНО показать, что на магнитный момент ц, находящийся в поле На, действует вращательный момент, заставляющий его прецессировать вокруг направления поля с ларморовой частотой [c.53]

В общем виде ядро создающее магнитное поле, осциллирующее с ларморовой частотой, может вызвать переход /-ядра, причем процесс обмена энергий между ядрами происходит с сохранением общей энергии пары ядер. Время, за которое происходит такое спин-спино-вое взаимодействие ядер, часто называют временем фазовой памяти спинов, или временем расстройки фаз спинов. Его порядок соответствует порядку времени сохранения фаз прецессии ядер. [c.64]

Если магнитное поле воздействует на две соседствующие молекулы, которые совершают колебательные движения в соответствии со своими спектрами (наборы собственных частот), то сразу после наложения поля электронные орбиты этих двух частиц начнут пре-цессировать с одинаковой, ларморовой, частотой вокруг параллельных осей. У электронных орбит разных частиц появится, как минимум, одна общая частота колебаний — ларморова. Колебания станут [c.36]

Известно, что действие магнитного поля носит полиэкстремаль-ный характер. При нарастании напряженности магнитного поля, ларморова частота, зависящая от нее линейно, также непрерывно растет. А поскольку спектр собственных частот молекул не непрерывен, выполнение равенства трех частот возможно лишь для отдельных значений напряженности магнитного поля. Это, по мнению исследователей, объясняет полиэкстремальность. [c.37]

Таким образом, отдельное ядро имеет магнитный момент, прецес-сирующий с некоторой частотой вокруг направления поля. Эта частота называется ларморовой частотой ядра, а также частотой ЯМР-поглоще-иия ю. Вы уже знаете, что она зависит от напряжениости поля и внутренних свойств ядра, определяемых его гиромагнитным отношением со = = — 7 Во, Магнитный момент ядра может вращаться как по часовой стрелке, так и против (в зависимости от знака гиромагнитного отношения), но обязательно в одну и ту же сторону для всех одинаковых ядер. [c.99]

Теперь рассмотрим большое число спииов с одинаковой ларморовой частотой (рис. 4,2). Мы знаем, что параллельная ориентация г-компоненты магнитного момента и направления поля имеет более низкую энергию, чем антипараллельная. Поэтому, предположив, что между ними каким-то образом установилось термическое равновесие, можно ожидать в соответствии с уравнением Больцмана избыточного заселения низкого энергетического уровня. Таким образом, объемная намагниченность образца окажется параллельной направлению магнитного поля. В то же время все составляющие ее спины имеют прецессирующую в плоскости компоненту. Но, поскольку все направления в этой [c.100]

Теперь рассмотрим, что будет происходить после выключения поля В и поворота намагничеииости на угол п/2. Мы хотим узнать, что обозначает ситуация, когда вектор намагниченности направлен по оси у, а поля В1 уже нет (рис. 4.6). Доказав ранее, что во вращающейся системе координат радиочастотный сигнал может быть представлен в виде суммы постоянного и вращающегося с двукратно ларморовой частотой векторов, мы можем предположить (и вполне справедливо), что. этот новый постоянный вектор сохраняет сущность радиочастотного сигнала. Вернувшись назад в стационарную систему координат (рис. 4.6), мы сможем яснее понять происходящее. В лабораторной системе координат [c.103]

В разд. 4.2 мы исходили из предположения, что в эксперименте участвует только один сигнал, т. е. все ядра имеют одинаковую ларморову частоту, ту же, что и радиочастотное поле, попадающее таким образом точно в резонанс. В реальной спектроскопии такого не бывает ее предмет состоит как раз в измерении различий резонансных частот ядер образца. Для того чтобы на одном рисунке во вращающейся системе координат одновременио изобразить несколько частот, в большей части книги мы будем поступать весьма свободно, выбирая такую частоту вращения, чтобы картина была наиболее простой. При этом иам придется игнорировать все последствия нендеальиости условий поведения эксперимента. Однако, перед тем как войти в этот мир фантазий о бесконечно сильном и однородном поле В , о бесконечно больших (в масштабах импульсных последовательностей) временах релаксации, мы постараемся коротко описать ситуацию нарушения резонансных условий каким-либо не очень сложным способом. Если этот вопрос вас не интересует, то пропустите разд. 4.3.2 это не должно причинить серьезного ущерба вашим знаниям. Но разд. 4.3.3 и 4.3.4 следует обязательно уделить внимание, поскольку в них будут приниматься некоторые используемые в дальнейшем условия. [c.106]

После перехода с оси г в плоскость х — у компоненты намагниченности прецессируют (во вращающейся системе координат) в соответствии с величиной разности нх ларморовой частоты и опорной частоты детектора. В то же время намагниченность восстанавливается на осн 2 С константой Т, и исчезает из плоскости х — у с константой Г . Прн желании мы можем с помощью л-импульса создать спиновое эхо, т. е. устранить все расщепления компонент намагниченности, кроме возникших по причине гомоядерного спин-спинового взаимодействия, и попутно устранить вклад неоднородности постоянного поля в спад поперечной намагниченности. Константа экспоненциального затухания амплитуды серии спиновых эхо, последовательно создаваемых после начального импульса, называется [c.143]

Рассмотрим два ядра / и со спином 1/2, одинаковыми у, но разными химическими сдвигами. Предположим, что 01ги находятся в одной молекуле, но не испытывают спин-спинового взаимодействия. Такая система будет иметь четыре уровня энергии, соответствующие состояниям ядер аа, а(3, ра и рр (рнс. 5.1). Химические сдвиги в общем случае очень малы в сравнении с ларморовой частотой (миллионные доли), поэтому переходы различных ядер будут иметь приблизительно равную энергию, а состояния ар и ра будут почти вырожденньп ли. На рисунке различие их энергий для наглядности сильно преувеличено. Мы предполагаем отсутствие косвенного спин-спинового взаимодействия, поэтому оба перехода ядра /, так же как и 5, имеют в точности одинаковую энергию. В результате в обычном спек1ре будут наблюдаться два сипглета равной интенсивности. [c.147]

Рис. 5.7. Функции спектральной плотности для двух различных значений т . Ядро с ларморовой частотой Шо будет испытывать предельное сужение линии при коротких, а не длинных т .

Коэффициент пропорциональности в каящой формуле один и тот же Ш и с)5-ларморовы частоты двух ядер. Заметьте, что зависит только от частоты СО , а и й -от суммы и разности частот двух ядер соответственно. Это согласуется с нашими предьщущими рассувде-ниями. [c.156]

Уравнение (I. 10) описывает так называемое условие резонанса, при котором частота излучения точно соответствует энергетической щели. Спектральная линия ядерного магнитного резонанса соответствует переходу, который обозначен стрелкой на рис. 1.2, 3 vo (ларморова частота) в соответствии с уравнением (I. 10) изменяется в зависимости от величины поля Во, испвйьэввАнж [c.19]

Эта модель, предложенная Полингом, впервые в приложении к протонному магнитному резонансу была сформулирована Пеплом. Если бензольное кольцо рассматривать как виток, перпендикулярный направлению поля Во, то л-электроны двигаются по о-скелету с ларморовой частотой [c.93]

Если влияние ядра X рассматривается как возмущение первого порядка, то подспектры аЬ-типа характеризуются эффективными ларморовыми частотами V. В частности, для АВХ-си-стемы имеем [c.180]

Этот подход называют методом эффективных ларморовых частот. [c.180]

Гц, /аь = 19,2 Гц. Если мы применим соотношение (V. 25) для определения величин уа, гв, /ах и /вх, то получатся два решения, так как могут иметь место два способа отнесения эффективных ларморовых частот в подспектрах [c.181]

При условии Во Bi для величин индивидуальных полей из менение Во, а следовательно, и ларморовой частоты соо приводи к следующим ситуациям [c.230]

На практике этот идеальный случай, когда все ядра макр( скопического образца имеют одинаковую ларморову частоту, и реализуется, поэтому поперечная намагниченность возникает ка до, так и после достижения точных резонансных условий. Есл соо изменяется достаточно медленно, то вектор М описывает oi ружность во вращающейся системе координат (рис. VII. 6). Есл изобразить его компоненты Мх и (обозначаемые как и и соответственно) как функцию разности частот Дсо = соо — со, 1 получим кривую дисперсии для Мх и кривую поглощения ДД Му (рис. VII. 7). Эти компоненты поперечной намагниченное различаются по фазе на 90°, но они обе могут быть измерен поскольку, согласно закону Фарадея, индуцированный электр ческий ток в неподвижной системе координат С пропорционаЛ периодическому изменению aMx/dt или dMyfdt. В силу очев ных причин приемная катушка монтируется вдоль оси у. [c.232]

В жидкостях, как правило, наиболее важным фактором, определяющим временную зависимость Мх,у, является неоднородность магнитного поля Во. При наложении на индивидуальные 5 Дерные спины различных внешних полей происходит разбега-нне ларморовых частот и уменьшение Мх.у, полностью анало- нчное показанному на рис. VII. 11. Для того чтобы избежать Ушнрения линий, предварительно перед каждой съемкой спектров проводят оптимизацию однородности поля с помощью подстройки градиентов поля. В качестве индикатора однородности [c.239]

Если к спиновой системе многократно прикладывать сильные ВЧ-импульсы в течение коротких интервалов времени, то возникает ситуация, при которой одновременно возбуждаются ядра с ларморовыми частотами V,- в диапазоне частот Av. Это происходит потому, что импульсно-модулированное ВЧ-поле с несущей частотой vo, т. е. последовательность импульсов с частотой vo и длительностью tp, создает боковые полосы в диапазоне частот /tp, разделенные интервалом частот l/tr, где tr— период повторения импульсов. aiG наглядно показано на рис. VII. 17, где последовательность импульсов а переходит в Частотной области в спектр б. [c.245]

VII. 13. Мы уже знаем, что огибающая кривой спада опре-Делиется временем Г/, кроме того, интервал времени между ма- си 1умамп этой затухающей синусоиды соответствует обрат-величине от разности частот Av,- между частотой импуль-V II ларморовой частотой vi измеряемой резонансной [c.247]

ОБМЕН ПРОТОНОВ МЕЖДУ ПОЛОЖЕНИЯМИ С РАЗЛИЧНЫМИ ЛАРМОРОВЫМИ ЧАСТОТАМИ [c.252]

Физическая химия (1978) -- [ c.500 ]

ЯМР в одном и двух измерениях (1990) -- [ c.69 ]

Квантовая химия (1985) -- [ c.357 ]

Физические методы в неорганической химии (1967) -- [ c.264 ]

Инструментальные методы химического анализа (1989) -- [ c.275 ]

Биофизическая химия Т.2 (1984) -- [ c.131 , c.133 ]

Справочник химика 21

Химия и химическая технология