Импульсы на других ядрах

Импульсы на других ядрах [c.222]

В рассмотренном ранее простом спектре этанола видно, что СН2- и СНз-группы соседствуют одна с другой. В более сложном спектре ЯМР, состоящем из большого числа линий, достаточно сложно сделать вывод о том, какие из взаимодействий вызывают наблюдаемое расщепление спектральных линий. В этом случае стремятся упростить спектр, применяя метод двойного резонанса или развязку. Если в процессе детектирования на систему взаимодействующих спинов подается еще одно РЧ поле, воздействующее селективно на резонансной частоте одного из ядерных спинов, например А, то мультиплетная структура резонансной линии, соответствующей спину ядра X, при условии, что расщепление этой линии обусловлено спин-спиновой связью между спинами А и X, исчезает. Для этанола (см. рис.2.2,с) развязка на частоте, соответствующей метиленовым протонам, приводит к исчезновению расщепления в метильной группе. На рис.2.5 приведена схема проведения этого эксперимента. Одновременно с возбуждающим импульсом (поле В у) дополнительно подается импульс второго РЧ поля В2, воздействующего на частоте Щ в течение сбора данных. Для эффективной развязки величина поля В2 должна удовлетворять условию у В2 > >2 Л/. Очевидно, что напряженность поля развязки должна превышать напряженность поля, создаваемого возбужденным спином. В гетероядерном случае при проведении этого эксперимента не возникает каких-либо дополнительных проблем, поскольку разность значений частот возбуждающего поля и поля развязки [c.63]

Атомные ядра, в которых сумма протонов и нейтронов представляет собой нечетное число, обладают механическим импульсом вращения (спин ядра) и благодаря этому магнитным моментом. Такие ядра ведут себя как маленькие магнитики. Известными примерами таких ядер являются нуклиды Н, и В дальнейшем мы будем говорить исключительно о Н-ЯМР-спектроскопии (ПМР-спектроско-ния), однако сказанное можно перенести и на другие ядра. [c.37]

Перенос когерентности происходит не только в гомоядерных системах все схемы, описанные в разделах 8.2—8.4, можно обобщить на системы, содержащие два вида ядер I и S. Можно сконструировать даже большее количество гетероядерных экспериментов, поскольку импульсы могут быть применены селективно к тому или другому ядру и по желанию можно использовать гетероядерную широкополосную развязку. [c.553]

Поскольку нейтрон не имеет заряда, он вызывает радиационные нарушения только при прямом взаимодействии с ядрами. При столкновении быстрый нейтрон передает импульс ядру, в результате чего происходит отдача ядра и появляются первично выбитые атомы, которые могут в свою очередь взаимодействовать и смещать другие атомы, приводя к развитию каскада смещений. Общим результатом таких каскадных процессов является образование в материале дефектов, известных под названием пар Френкеля. [c.27]

В турбулентном ядре перенос импульса осуществляется преимущественно за счет пульсационного движения упомянутых выще неустойчивых ансамблей. Перемещаясь из одной области течения в другую, они стремятся по инерции сохранить свою первоначальную скорость в направлении движения. Смешиваясь с остальной жидкостью, "быстрые" ансамбли увеличивают ее скорость, медленные — уменьшают. В результате в поперечном сечении турбулентного ядра происходит существенная нивелировка осредненных скоростей в направлении движения потока. Именно в этом проявляется преобладающая роль сил инерции в турбулентных течениях. [c.153]

Главный элемент всех нервных систем — нейрон. Проводником нервного импульса является нейрональная мембрана. Прохождение нервного импульса ускоряется специальной мембранной системой — миелиновой оболочкой. Другие структурные элементы нейрона —это афферентные дендриты, эфферентный аксон, сома, которая интегрирует и регулирует метаболизм клетки с помощью своего клеточного ядра, и синапс, осуществляющий коммуникационную связь как между самими нервными клетками, так и между нейронами и их клетками-мишенями иной природы. [c.34]

Интенсивность сигнала углеродного резонанса непропорциональна числу эквивалентных углеродов в молекуле, вызывающих этот сигнал. Существует ряд дополнительных более важных факторов, определяющих интенсивность сигнала. Многие из них зависят от настройки прибора, например от продолжительности импульса, задержки импульса и т. д., а другие — от структурного окружения ядра С (т. е. от величины времени спин-решеточной релаксации Т" ). Однако полезно помнить, что время спин-решеточной релаксации данного атома углерода зависит от числа связанных с ним протонов. Обычно наблюдается следующая тенденция в изменениях интенсивностей [c.516]

В предыдущем параграфе было показано, что элементарные возбуждения электромагнитного поля — фотоны — могут характеризоваться энергией йсо, импульсом bQ и состоянием поляризации, т. е. двумя векторами ви 2, перпендикулярными друг другу и вектору Q. Такие состояния фотонов не являются единственно возможными. Возможны также состояния, в которых фотоны имеют определенное значение энергии, углового момента и четности. Напомним, что и свободное движение бесспиновой частицы в некоторых состояниях характеризуется определенным значением момента и четности (см. 35). Фотоны с определенным моментом и четностью испускаются и поглощаются системами (атомами, молекулами, атомными ядрами и др.), состояния которых также характеризуются определенными моментами и четностью. [c.377]

Пионные явления в ядрах определяются физическими особенностями лМ-рассеяния в области около порога, с одной стороны, и в области Л-резонанса, с другой. Цель данной главы состоит в описании этих явлений на языке пиона, нуклона, А(1232) и р-мезона в качестве основных степеней свободы. Мы построим точные феноменологические модели, которые в то же время не содержат несущественных усложнений. В этом подходе мы следуем философии, изложенной в гл. 1 лН-взаимодействие в интересующей нас области исследуется с грубым разрешением по энергии и импульсу. Не удивительно, что в этом подходе достаточно рассматривать пион как бесструктурный объект. Внутренняя структура нуклона проявляет себя в основном в появлении Д(1232). Этот подход, использующий в качестве составных частей массы адронов (пиона — Шл, нуклона — М и Л — Мд) и адронные константы связи (такие как пион-нуклонная константа связи), оказался удивительно успешным. Мы не будем предпринимать никаких попыток ввести в рассмотрение богатую структуру згН-взаимодействия в области нескольких ГэВ, которая не имеет прямого отношения к данному вопросу. [c.19]

Этот результат довольно просто обобщается на другие парциальные волны. Рассмотрим амплитуду рассеяния пиона с импульсом Iql на ядре со спином нуль [c.212]

В сущности, имеется плавный переход от области низких энергий к энергиям и передачам импульса в несколько сот МэВ нет явной необходимости привлекать новые степени свободы в ядре, кроме пионов, нуклонов и изобар Д(1232). Установив это, мы далее исследуем, сохраняется или нет такая картина при воздействии на ядро других, дополнительных пробных частиц, таких, как носители электромагнитного поля. [c.291]

Здесь 10) обозначает основное состояние ядра, а 1г ) — возбужденные состояния с энергиями возбуждения Е . В отличие от случая бесконечной адерной материи, в настоящем случае конечных ядер входящий и выходящий импульсы я и д могут отличаться друг от друга. [c.413]

Рассмотрим процесс испускания и поглощения у-излучения свободными ядрами. Пусть один из атомов испускает у-излучение, являющееся характеристичным для другого атома. При испускании у-кванта действует закон сохранения импульса. Поскольку у-фотон с энергией Еу обладает импульсом Е с, ядро, испускающее излучение, приобретает равный и противоположно направленный импульс (т. е. испытывает отдачу). Потеря энергии на отдачу (Ея) составляет [c.198]

Природа химических явлений определяется поведением электронов в поле, создаваемом атомными ядрами и другими электронами. Классическая физика оказалась не способной описать это поведение для этого была использована квантовая механика, в основе которой лежала гипотеза Де-Бройля о двойственной природе частиц. Согласно этой гипотезе, с каждой материальной частицей может быть связана волна, причем между длиной этой волны и импульсом частицы существует соотношение [c.21]

При использовании метода совпадений радиоактивное излучение источника регистрируется с помощью двух детекторов, в качестве которых обычно используют сцинтилляционные счетчики. Импульсы от детекторов после усиления и анализа по амплитудам поступают в специальное электронное устройство, которое регистрирует только импульсы, находящиеся в определенной временной зависимости друг от друга. Обычно схему совпадений настраивают на регистрацию у-квантов, которые испускаются в пределах времени жизни возбужденного ядра (10- °—сек). [c.285]

Для того чтобы понять происходящее, мы должны иеиадолго вернуться к квантовой механике нашей системы. Если два состояния ядра со спином 1/2 назвать а и р, то две компоненты дублета будут соответствовать таким переходам ядра, когда его сосед находится в том или другом состоянии (рис. 4.38), т. е. переходам (аа) (Ра) и (ар) - (рр) (в книгах по ЯМР встречаются разногласия по поводу выбора а или р в качестве состояния с наименьшей энергией в этой ишге будет использоваться а как иаиболее часто употребляемое). Состояния соседнего ядра аир имеют приблизительно равную вероятность, поэтому обе компоненты дублета имеют равную интенсивность, л -Импульс инвертирует заселенность уровней (разд. 4.2.6), т. е. переводит каждое состояние а в р и наоборот. Следовательно, ядра, имеющие а-соседа и дающие линию с частотой, допустим, ч- J/2 (в действительности это зависит от знака J), после импульса обнаружат своего соседа в состоянии р и начнут прецессировать с частотой — Jjl. То же самое произойдет и с другим ядром, т.е. п-импульс поменяет две линии местами. [c.141]

Мы легко можем проанализировать воздействие приведенной выше последовательности иа систему АХ с константой J (рис. 6.4). Задержка т выбирается равной 1/4J, и компоненты дублета (прецсссирующие во вращающейся системе координат с частотой +J/2 Гц) успевают за это время пройти 1/8 полиог о цикла. тс-Импульс на частоте ядра S переносит эти компоненты во вторую половину плоскости х-у, а импульс на частоте ядра I предохраняет его от рефокусировки с помощью изменения направления прецессии. Во время второй задержки т химические сдвиги и неоднородность поля рефокусируются, и в дальнейшем их можно не учитывать. В конце второй задержки компоненты дублета ядра S находятся на осях х. Два заключительных л/2-импульса на ядрах S и I обычно производятся одновременно, но для облегчения понимания мы будем считать, что сначала производится S-импульс. Будучи (7с/2) .-имиульсом, он помещает находящиеся на осях х компоненты на ось г одна из них оказывается направленной вверх, а другая вниз. В результате мы получили требующуюся противофазную ориентацию компонент дублета и после л /2-импульса на ядре I можем регистрировать более интенсивный сш нал, как и в случае SPI (рис. 6,5). [c.194]

Все методы калибровки можно разделить на группы по типу зависимости интенсивности сигналов наблюдаемых ядер от угла поворота импульса, воздействующего иа связанные с ннми другие ядра. Например, вот простая последовательность [2] [c.222]

Амплитуда сигнала должна быть пропорциональна 81п(р. Фазовые сдвиги в канале декаплера можно проверить с помощью модифицированного варианта калибровки длительности импульса иа других ядрах (разд. 7,2.3) [c.257]

Ясно, что этот эксперимент может также приводить к переносу поляризации, но степень переноса будет зависеть от специфического расположения векторов намагниченности, относящихся к компонентам мультиплета, во время второго импульса. Оно в свою очередь зависит от резонансных частот сигналов S и длительности ij. Таким образом, мы имеем основу для двумерного эксперимента амплитуда сигнала I, детектируемая в течение времени ij, будет модулироваться как функция на резонансных частотах спинов S. Приведенная выше схема составляет фундамент гетероядерной корреляционной спектроскопии. Другой путь рассмотрения этой последовательности состоит в сравнении с OSY. Единственная разница заключается в том, что перенос когерентности после второго импульса распространен на другое ядро с помощью одновременного импульса на частоте этого ядра. Таким образом, видно, что все эксперименты в гл. 6, 8 (исключая NOESY) и 9 основаны на одном и том же явлении переносе когерентности между взаимодействующими спинами, который проще всего можно понять в контексте SPI. [c.349]

Переход возбужденного ядра в нормальное состояние, очевидно, происходит тогда, когда энергия индуцирующего кванта абсолютно равна энергии перехода возбужденного ядра в нормальное состояние. В этом случае вновь рожденный квант увлекается пролетающим в том же направлении и колебания их совпадают по частоте и фазе (когерентны). Однако резонанс легко расстраивается по следующим причинам. Во-первых, сотласно закону сохранения импульса, рожденный квант летит в одну сторону, а ядро в другую. В результате родившийся квант теряет часть 524 [c.524]

С увеличением числа переменных получить точное решение уравнения Шрёдингера становится все труднее. Поэтому крайне желателен какой-нибудь метод, который позволил бы уменьшить число переменных, подлежащих одновременному рассмотрению. К счастью, для молекул существует приближение, которое почти во всех случаях дает прекрасные результаты. Оно заключается в раздельном рассмотрении электронного и ядер ного движений. Такое разделение возможно потому, что ядра намного тяжелее электронов [тн/т 1836), и с достаточной степенью точности можно считать, что электроны мгновенно приспосабливспот свое движение к движению ядер. Другими словами, волновая функция электронов зависит от положений ядер, но не от их импульсов. [c.62]

Эта последовательность получила название UPT (Universal Polarisation Transfer-универсальный перенос поляризации), хотя введение нового названия прн изменении длительности всего лишь одного импульса может показаться излишним. Для оптимальной чувствительности необходимо подобрать 0, исходя из спина и числа ядер S, и ф, исходя из спина и числа ядер 1. И в том и в другом случае эго делается следующим образом. Пусть мы имеем N ядер со спином Каждое конкретное ядро i может находиться в состоянии, определяющемся спиновым квантовым числом яг,, которое может принимать Ъ + 1 значение в диапазоне от -i до с шагом 1. Если мы определим число М как [c.212]

Еслн мь1 проделаем то же самое для такого сильного ядра, как 41, то проблема чувствительности исчезает, но вместо нее возникают другие сложности [14]. Выбор задержки т в случае С прост для систем АХ ее оптимальное значение составляет l/4i (для сильносвязанных систем нужны несколько различающиеся значения, см. книгу [5]). Диапазон значений J для прямых углерод-углеродных констант относительно невелик (примерно 35-55 Гц). Для протонов, напротив, зависимость т от J оказывается более сложной нз-за того, что часто приходится иметь дело со сложными спиновыми системами, да н диапазон изменения констант спин-спинового взаимодействия оказывается шире (для сравнения, скажем, от 2 до 20 Гц). Другая проблема д.пя систем, содержащих более двух спинов, состоит в том, что двухквантовая когерентность при действии последнего импульса может перераспределяться по всем переходам в спиновой системе это усложняет интерпретацию каждой строки но Vi, соответствующей сигналам от пары связанных ядер. К счастью, этот недостаток может быть частично устранен в результате того, что последний импульс задается равным Зтг/4, а не л/2, что по аналогии с OSY-45 ограничивает большую часть перераспределения теми переходами, в которых участвующие ядра непосредственно формируют двухквантовую когерентность [14] (здесь термин непосредственно используется в прямом смысле, безотносительно связи между переходами). На рнс. 8.41 представлен протонный двумерный спектр INADEQUATE 2,3-дибромцропноиовой кислоты с завершающими импульсами л/2 и Зл/4. [c.336]

Действие его иа протоны, связанные с и другие ( дальние ) протоны показано на рнс. 9Я. В гл. 10 (разд. 10.2.2) описана последовательность TANGO, которая аналогичным образом действует л/2-импульсом на прямо связанные ядаа н тс-нмпульсом на дальние ядра одного и того же типа. Помещая билинейный оператор поворота иа место ir-вмпульса по в центре последовательности HS (рнс. 9.9), мы получим спектр без гомоядерного взаимодействия по Vj (рис. 9.10). Отметим, что в этом спектре еше проявляются геминальные взаимодействия. При этом резонансные сигналы ядер, не вовлеченных в геминальные взаимодействия, стали синглетами по координате Vj. [c.360]

Здесь Е — заряд жMv — импульс а-частицы, а — заряд ядра рассеивающего атома. Для рассеяния иод прямым углом ф/2 равно 45° и (1/2) созес (ф/2) равняется 2, так что и в данном случае получается уравнение той же формы, что и уравнение (71), но с другими значениями заряда, массы и скорости. Применяя формулу Резерфорда к рассеянию электронов атомами, заменим заряд ядра Ъе суммарным зарядом электронов, равным —2е, и заряд Е зарядом электрона —е. Далее, вместо импульса М V рассеиваемой частицы подставим, согласно закону де-Бропля, величину / /А,, где X — длина волны, связанная с потоком электронов. После всех этих подстановок формула Резерфорда принимает вид [c.463]

Применение гауссовых импульсов позволяет использовать полуселективные 90°-ные импульсы, где полуселективность означает возбуждение всего мультиплета данного ядра без возмущения близлежащих резонансов других сигналов. Вообще, в настоящее время возможно преобразовывать гомоядерные 2М-методики в их одномерные аналоги, используя только одно время эволюции путем замены части последовательности 90° -1, - на 90°5 - т - (полуселективный 90°-й импульс, за которым следует фиксированная задержка). Результирующий спектр похож на поперечное сечение, взятое из соответствующего 2М-спектра, более точно, он имеет сходство с поперечным сечением, проведенным через временную константу, равную постоянной задержки приложения 180°-го импульса в этом 2М-эксперименте [52]. [c.57]

Другая особенность избранной реакции заключается в том, что к полному слиянию приводят лишь центральные, лобовые соударения взаимодействующих ядер. Поэтому ядра-продукты, в соответствип с законом сохранения импульса, летят строго вперед, по направлению пучка налетающих частиц. Если же происходит лишь касательное соударение, то налетающее ядро и ядро-мишень обмениваются несколькими нуклонами (протонами или нейтронами) или наблюдается неполное слияние, или идут реакции с вылетом заряженных частиц. Во всех этих случаях образуется что угодно, но только пе ядра 105-го элемента. Эти побочные продукты ядерного синтеза можно и нужно отсеять. Это очень непросто, но это делается. Надежно выделить и опознать, идентифицировать новые ядра — это самая трудная, самая кропотливая часть опытов по синтезу новых элементов. [c.490]

Каковы же тогда те степени свободы, которые следует использовать для описания ядер Ответ на этот вопрос зависит от пространственного и временного разрешения, с которым исследуется ядро. Снимок с высоким разрешением выявил бы компоненты системы, соответствующие возбуждениям с очень высокой энергией, такие как многомезонные или кварковые структуры. С другой стороны, для передач энергии ниже 1 ГэВ и передач импульса менее 1 ГэВ/с, при которых разрешаются структуры вплоть до [c.11]

Образующиеся при распаде ядра осколки в большинстве случаев имеют разные массы, например при делении ядер урана масса легкого осколка 90—100 а. е. м., а тяжелого 130—140 а. е. м. Скорости осколков 10 см1сек. Импульсы осколков равны и противоположны по знаку. Скорость осколков достигает 90% конечного значения уже при расстоянии между ними 10 см, т. е. когда они еще находятся внутри наинизшей электронной оболочки атома. Осколки деления первоначально находятся в возбужденных состояниях. Их суммарная энергия возбуждения 20 Мэв. Возбужденные осколки деления ведут себя так же, как и другие возбужденные ядра они распадаются с испусканием частиц и- -квантов. Поскольку осколки имеют большие заряды и переобога-щены нейтронами, то испускание нейтронов наиболее вероятно. Время жизни осколков по отношению к испусканию нейтронов 10 сек. Эти нейтроны, испускаемые при делении ядер возбужденными осколками, [c.930]

Разделение излучения, испускаемого смесью альфа-активных нуклидов, проводят с помощью сеточных ионизационных камер или полупроводниковых детекторов. Для других видов излучения обычно используют некоторые типы сциНтилляционных спектрометров. В устройстве сцинтиллятора излучение попадает на органический фосфор или неорганическое вещество — специальную жидкость, либо особый кристалл (обычно иодид натрия, содержащий следы таллия). Это приводит к излучению в виде вспышки света, соответствующей падающему излучению. Импульсы света переводятся в электрические сигналы при помощи фотоумножителя, затем сигналы различной интенсивности сортируют с помощью анализатора высоты импульсов, получая энергетический спектр. Фотопики этого спектра можно затем использовать для качественного и количественного анализа. Поскольку многие ядра распадаются с испусканием -уизлучения, большое число определений базируется на сцинтилляционной спектрометрии у Лучей. В настоящее время выпускаются детекторы, чувствительные только к -у-излучению определенных элементов. [c.113]

Справочник химика 21

Химия и химическая технология