Ядерные магнитные моменты во внешних магнитных полях

Рассмотрим атом водорода с ядерным спином / = /3, содержащий электрон, который имеет спин, также равный 1 . Таким образом, как для ядра, так и для электрона возможны две ориентации относительно внешнего магнитного поля. Больший магнитный момент связан с электроном, и его ориентации сами по себе приводят к появлению единичной линии поглощения. При каждой ориентации электрона ядро может иметь одну из двух возможных для него ориентаций. Таким образом, верхний и нижний спиновые уровни электрона расщепляются па два уровня. Ядро увеличивает или уменьшает результирующее поле, в котором находится электрон на каждом из своих двух уровней или ориентаций, на дискретную величину. Два уровня для свободного электрона становятся благодаря воздействию атома водорода четырьмя уровнями. Однако разрешены не все переходы между этими четырьмя уровнями. В общем случае колебания электрона происходят независимо от ядерных колебаний. При этом мы имеем правило отбора А/ = 0 другими словами, разрешены только те переходы, нри которых изменяется спин электрона, а ядерный спин остается постоянным. (Возможные примеры запрещенных переходов приведены в работах [92, 133, 137].) В случае атома водорода это приводит к двум линиям, разделенным интервалом 500 гс. Это большая величина для ЭПР, которая является результатом сильного взаимодействия между ядром и одним s-электроном. Крайние линии спектров а, б и г, показанных на рис. 187, обусловлены атомами водорода. Спектры приведены в виде первых производных поглощения. Аномальный вид линий на спектрах виг является результатом насыщения мощности. [c.433]

Ядерный спин характеризуется спиновым числом I, которое мо кет быть равно нулю или числу, кратному /г- В дальнейшем рассматриваются главным образом ядра со спином, равным Ч2, в первую очередь протон к числу других ядер со спином /2, которые были изучены методом ядерного спинового резонанса, относятся ядра Р и С . Основные изотопы углерода и кислорода С 2 и О немагнитны (/ = 0). Ядро со спином /2, находящееся во внешнем магнитном поле Н, будет иметь одно из двух возможных значений энергии цН, где — составляющая ядерного магнитного момента в направлении Н. Эти энергетические уровни примерно соответствуют ориентации магнитного момента вдоль и против направления магнитного поля. Ориентацию спина можно изменить, т. е. можно возбудить переход с одного энергетического уровня на другой. Переход сопровождается поглощением или испусканием кванта энергии [c.258]

Спектроскопия ядерного магнитного резонанса (ЯМР) представляет собой наиболее широко внедрившийся в практику органической химии вид радиочастотной спектроскопии. Она основана на существовании у ядер ряда изотопов собственного спина, сопряженного с наличием ядерного магнитного момента . При наложении внешнего постоянного магнитного поля возможно несколько квантовых состояний (для спинового числа 1/2 их два) ориентации ядерного спина относительно направления внешнего магнитного поля. Энергетические уровни этих квантовых состояний несколько различаются и поглощение кванта электромагнитной энергии соответствующей частоты обусловливает переход с более низкого энергетического уровня на более высокий. Указанная частота о, называемая резонансной, характерна для ядра каждого данного изотопа и дается соотношением [c.216]

Величина этой энергии (А ) и соответствующая ей частота поглощенного излучения зависят от магнитных свойств ядра (ц/ — магнитный ядерный момент, / — ядерный спин). пропорциональна внешнему магнитному полю Яо [c.142]

При действии внешнего магнитного поля на магнитный момент ядра его энергетические уровни, как и у электрона,, расщепляются, т. е. возникает эффект Зеемана, проявляющийся в спектре так называемого ядерного магнитного резонанса (ЯМР). В данном параграфе явление ЯМР мы принимать во внимание не будем. [c.105]

Если пренебречь равновесной поляризацией ядерного спина в момент образования РП, то среднее значение проекции спина на направление внешнего магнитного поля равно нулю в момент образования РП и должно оставаться нулем, так как в сильных магнитных полях изотропное СТВ сохраняет проекцию ядерных спинов. Отсюда вытекает, что радикалы, избежавшие рекомбинации в клетке, имеют поляризацию ядра, знак которой противоположен знаку поляризации ядерных спинов в продукте геминальной рекомбинации. Происходит сортировка ядер по проекции их спина ядра с положительной (отрицательной) проекцией спина преимущественно остаются в продукте геминальной рекомбинации РП, т.е. в регенерированной материнской молекуле, одновременно ядра с отрицательной (положительной) ориентацией спина оказываются в продуктах реакции радикалов, вышедших из клетки в объем раствора. [c.83]

Анализ спектра ЭПР атомарного дейтерия также не представляет затруднений. Поскольку ядерный спин дейтерия 1 = 1, во внешнем магнитном поле его магнитный момент может ориентироваться 21+1 =3, способами с проекциями на направление магнитного поля, равными +1,0 и —1. Поскольку статистические веса всех трех состояний (трех сортов атомов О в магнитном поле) можно считать одинаковыми, спектр ЭПР будет представлять собой триплет из равноотстоящих друг от друга компонент одинаковой интенсивности, причем центральная линия должна совпадать с положением линии ЭПР свободного электрона. Величины расщепления, т. е. расстояния между соседними компонентами (АЯр) равны для водорода и дейтерия соответственно 502 и 78 5. Эти большие значения АЯ обусловлены тем, что в атоме водорода неспаренный электрон описывается чистой з-функцией и локализован у одного ядра. Из этого следует, что АЯр должно однозначно определяться магнитным моментом ядра. В полном соответствии с этим [c.112]

Физические основы спектроскопии ядерного магнитного резонанса определяются магнитными свойствами атомных ядер. Взаимодействие магнитного момента ядра с внешним магнитным полем Во приводит в соответствии с правилами квантовой механики к диаграмме ядерных энергетических уровней, так как магнитная энергия ядра может принимать лишь некоторые дискретные значения Я,- — так называемые собственные значения. Этим собственным значениям энергии соответствуют собственные состояния — те состояния, в которых только и может находиться элементарная частица. Они также называются ста-ционарными состояниями. С помощью высокочастотного генератора можно вызвать переходы между собственными состояниями на диаграмме энергетических уровней. Поглощение энергии можно обнаружить, усилить и записать как спектральную линию, или так называемый резонансный сигнал (рис. 1). [c.10]

Если теперь вернуться к волновым функциям, то оказывается, что можно использовать введенные ранее функции а и р в качестве функций, соответствующих антипараллельной и параллельной ориентациям ядерного магнитного момента относительно внешнего магнитного поля. Ниже мы обсудим важнейшие свойства этих функций. [c.147]

Энергетическая диаграмма для двух спиновых состояний ядра со спином / = 1/2 приведена на рис. I. 2 ее классическим аналогом является параллельная (основное состояние) и анти-параллельная (возбужденное состояние) ориентации г-компоненты ядерного магнитного момента л относительно внешнего поля Ва. В этой модели поглощение энергии в результате взаимодействия электромагнитного излучения с ядерным моментом приводит к инверсии вектора магнитного момента л. [c.228]

Ядерные магнитные моменты в поле внешнего магнита не просто располагаются вдоль силовых ли- [c.252]

Существует еще один вид процессов, сопровождающихся поглощением или излучением квантованной, но еще меньшей энергии, которые связаны со спиновым моментом электронов и ядра. Известно, что под влиянием внешнего магнитного поля спины этих частиц могут ориентироваться параллельно или противоположно внешнему полю. Оба этих состояния отличаются, хотя и мало, по энергии, мз-за чего переход между ними связан с поглощением фотона очень малой частотой, т. е. с большой длиной волны. Изменение в ориентации электронных спинов соответствует поглощению или излучению в микроволновой области, а изменения, связанные с ядерными спинами — с еще более длинноволновой, радиочастотной областью. [c.154]

Поскольку ядерный магнитный момент при электронных переходах остается неизменным, наблюдаются только два перехода между перечисленными состояниями, а именно переходы между двумя состояниями с 1= + 2 и между состояниями с /=—7г. Поэтому наличие протона вблизи неспаренного электрона приводит к расщеплению сигнала ЭПР в дублет. Если магнитный момент протона ориентирован вдоль внешнего поля, необходимые для электрона резонансные условия достигаются при меньшей напряженности внешнего поля Яо и, наоборот, при про- [c.193]

При высоком разрешении у пиков электронного парамагнитного резонанса обнаруживается сверхтонкая структура, обусловленная влиянием ядерных магнитных моментов. Они либо ослабляют, либо усиливают внешнее поле, что приводит к появлению резонанса при других значениях поля, аналогично тому как это имеет место в случае ЯМР. По характеру расщепления можно судить [c.362]

Внешнее магнитное поле стремится ориентировать магнитный момент параллельно или антипараллельно направлению этого поля Однако из-за наличия у ядра механического момента в результате взаимодействия с магнитным полем ось вращения ядра описывает коническую поверхность вокруг направления внешнего поля, как показано на рис. 3-1. Движение такого типа называется прецессией. Примером гироскопического движения этого типа может служить поведение обыкновенного волчка, который начинает прецессировать. если его первоначально запустили с направлением оси вращения, отличным от направления гравитационного поля земли. Как будет видно из дальнейшего изложения, частота прецессии является одним из основных параметров, описывающих явление ядерного магнитного резонанса. [c.70]

МОЖНО сказать, что ядерный магнитный момент взаимодействует с внутренним магнитным полем /Гвн> отличающимся от внешнего магнитного поля, причем направление внутреннего магнитного поля зависит от знака -проекции электронного спина на направление внешнего магнитного поля. Иными словами, оси квантования электронного и ядерного спинов не совпадают электронный спин квантуется по направлению внешнего магнитного поля Н, а ядерный спин — по направлению внутреннего магнитного поля Н н- [c.59]

Ядерные магнитные моменты во внешних магнитных полях [c.269]

Ядерные магнитные моменты в поле внешнего магнита //о (обычно —10 эрстед) не просто [c.545]

Явление ЯМР открыли в 1946 г. американские физики Ф. Блох и Е. Переел. Если элемент обладает нечетным порядковым номером или изотоп какого-либо (даже четного) элемента имеет нечетное массовое число, ядро такого элемента (изотопа) обладает спином, отличным от нуля. Очевидно, у изотопов четных элементов с четным массовым числом спин от нуля не отличается. Например, изотоп углерода с массовым числом 12 спином не обладает, а изотоп С имеет спин, равный /г. Наличие неспаренного спина у С вызывает появление у него ядерного магнитного момента, в то время как ядра изотопов С магнитного момента не имеют. Б соответствии с этим внешнее магнитное поле не будет оказывать влияния на хаотическое распределение по энергии ядер С, но будет влиять на распределение ядер С, снимая вырождение энергетических уровней. [c.138]

Спектры атомов. При сообщении атому энергии изменяется по крайней мере одно квантовое число. Появляющиеся при этом сигналы относятся к видимой (800—200 нм) и рентгеновской (1 —10 А) областям спектра. В рентгеновской области спектра для аналитических целей используют сигналы, связанные с изменением главного квантового числа п. Интересные для аналитиков оптические спектры связаны в основном с изменением побочного квантового числа I (наряду с изменением и или т ). Ввиду большего разнообразия переходов оптические спектры имеют значительно большее число линий, чем рентгеновские. Если вырождение спинового момента электрона /Пз снимается внешним магнитным полем, то становятся возможными энергетические переходы с изменением т , дающие сигналы в микроволновой области (10 —10 Гц). Эти сигналы образуют спектр электронного парамагнитного резонанса (ЭПР). Атомное ядро подобно электрону может обладать собственным вращательным моменгом, ядерным спином. Воздействие внешнего магнитного поля также снимает его вырождение, что делает возможным энергетические переходы в области радиочастот (10 —10 Гц). Получающиеся при этом спектры называют спектрами ядерного магнитного резонанса (ЯМР). Оба метода, ЭПР и ЯМР, относят к резонансной магнитной спектроскопии [c.177]

Изложенная в предыдущем параграфе теория не учитывает роли спинового состояния РП в ее рекомбинации. Поэтому она не может объяснить спиновые и магнитные эффекты, которые проявляются в эксперименте. Наблюдаются три типа эффектов. В ходе радикальных химических реакций происходит поляризация электронных спинов в радикалах и ядерных спинов в продуктах рекомбинации радикалов. В результате этого в ходе радикальных реакций наблюдаются соверщенно необычные спектры магнитного резонанса. Это явление получило название химической поляризации ядер (ХПЯ) и электронов (ХПЭ) [1—6, 25]. Важнейшим фактом, который показывает, что спины могут заметным образом проявить себя в кинетике радикальных реакций, изменить соотношение различных продуктов, является влияние внешнего магнитного поля на выход продуктов радикальных реакций [7—9, 37]. И наконец, очень большой интерес представляет магнитный изотопный эффект [10, 11]. Он заключается в том, что вероятность рекомбинации двух радикалов зависит от магнитного изотопа, причем важна не разница в массах ядер, как в обычном изотопном эффекте, а отличие магнитных моментов изотопных ядер. Все эти эффекты получили объяснение на основе детального описания динамики спинов РП в клетке . [c.27]

Поглощение в радиоволновой области (если образец помещен в сильное внешнее магнитное поле) наблюдают у всех соединений, которые содержат атомы с отличающимся от нуля ядерным спином и, следовательно, магнитным моментом. Чаще всего измеряют ядерное магнитное резонансное поглощение (ядерный магнитный резонанс, [c.110]

Совершенно ясно, что тонкая структура спектров ЯМР жидкостей не обусловлена прямым магнитным взаимодействием через пространство спиновых магнитных моментов (диполей) ядер, хотя подобное взаимодействие играет важную роль при исследовании спектров твердых тел [5, стр. 152 и сл.]. Теоретически показано, что благодаря тепловому хаотическому движению молекул составляющая локального поля у любого ядра, параллельная внешнему полю и возникающая в результате прямого взаимодействия диполей, усредняется до нуля [5, тр. 118]. Это эмпирически подтверждается тем, что резонансные спектры жидкостей, обусловленные только магнитноэквивалентными ядрами, ни при каких условиях не расщепляются. Например, наличие в метильной группе трех протонов сказывается на площади резонансной кривой, но не на ее множественности (см. рис. 5,6). В настоящее время считается, что тонкая структура обусловлена косвенным взаимодействием ядерных спннов через валентные электроны. Хотя суммарный спиновый магнитный момент электронов в ковалентной связи или заполненной оболочке благодаря спариванию электронных спинов равен нулю, ядерный диполь вызывает слабую магнитную поляризацию валентных электронов [32—34]. Электронная спиновая плотность, не равная нулю, появляется в других облястях связи и в зависимости от степени делокализации электронов, возможно, на более далеких расстояниях. Соседний ядерный диполь взаимодействует со спиновой плотностью в этой области, и (квантованная) энергия системы зависит от относительной ориентации обоих спиновых моментов ядер, а также от их ориентации во внешнем магнитном поле. Подобное косвенное взаимодействие не усредняется в жидкостях до нуля за счет хаотического движения молекул и вызывает расщепления, не зависящие от внешнего поля, имеющего определенный порядок величины [32]. Кроме того, как будет показано далее, постулированное взаимодействие таково, что взаимодействие между полностью эквивалентными ядрами не приводит к появлению таких эффектов, которые можно было бы установить экспериментально. [c.289]

Первый член описывает расщепление в нулевом поле, следующие два — влияние магнитного ноля на спиновую вырожденность, остающуюся после расшепления в нулевом поле. Члены А служат -лероп сверх-тонкого расщепления параллельно и перпендикулярно единственной в своем роде оси, а Q характеризует изменения в спектре, обусловленные квадрупольным взаимодействием. Все эти эффекты рассматривались ранее. Последний член учитывает тот факт, что ядерный магнитный момент iv может взаимодействовать непосредственно с внешним полем Цл Яд = д > Нд1. Это взаимодействие может повлиять на парамагнитный резонанс лишь в том случае, когда неспа- [c.49]

Ядерные магнитные моменты в поле внешнего магнита (обычно Яо=103ч-10 Гс) не просто располагаются вдоль силовых линий, а прецессируют (вращаются) с угловой скоростью мо относительно направления Яо (рис. 15.4). [c.222]

Понятие электронного спина общеизвестно. Многие ядра также обладают собственным моментом количества движения или спином, который, как и спин электрона, сопровождается характерным ма1нитным моментом можно представить себе, что ядерный магнитный момент возникает благодаря вращению заряда, распределенного в атомном ядре. Во внешнем магнитном поле электронный или ядернь1й магнитный диполь не может принимать любые произвольные положения для него возможен лишь вполне определенный ряд дискретных ориентаций. О такой системе говорят, что она квантована . Поскольку [c.257]

Напряженность индуцированного вторичного ноля и, следовательно, значение постоянной экранирования а определяется. характером электронного окружения данного ядра. Поэтому поглощение энергии переменного поля веществом, молекулы которого содержат набор неэквивалентных атомов одного элемента, происходит при различных значениях напряженности внешнего поля Иг, (при условии, что частота переменного поля I фиксирована). В результате наблюдается спектр поглощения, каждый сигнал которого отвечает определенному положению ядра в молекуле. Такие спектры присущи только жидко му и газообразному состоянию диамагнитного вещества, где вследствие быстрого теилового движения молекул происходит усреднение прямого диполь-дипольного взаимодействия ядерных магнитных моментов. Благодаря усреднению этого взаимодействия ширина сигналов ЯМР достаточно мала по сравнению с различием в экранировании неэквивалентных ядер. [c.376]

Ларморовская частота зависит от величины ядерного магнитного момента и от внешнего магнитного поля Н , но не зависит от угла между векторами т или М я Н [c.48]

Протон в постоянном внешнем магнитном поле может принять только две ориентации, соответствующие энергиям [хЯ . Ориентация с низкой энергией отвечает состоянию, при котором ядерный магнитный момент параллелен внешнему полю, а ориентация с высокой энергией — состоянию, при котором ядерный момент антипарал лелен внешнему магнитному полю. Переход между этими двумя ориентациями можно осуществить, воздействуя на систему электромагнитным колебаь иел с частотой V = 2 1Яр//г. [c.70]

Если парамагнитное ядро поместить в постоянное магнитное поле, то возможна различная ориентация ядерного магнитнога момента по отношению к направлению внешнего поля, что определяется магнитным квантовым числом т. При наложении дополнительного переменного электромагнитного поля, магнитный вектор которого перпендикулярен постоянному магнитному полю, возможна вынужденная переориентация магнитного момента ядра, сопровождаемая поглощением энергии высокочастотного поля (ядерный резонанс, см. рис. 92). [c.142]

Классическое описание условий магнитного резонанса. Ядерные магнитные мо.менты в поле внешнего. магнита (обычно /У(1 = 10- —Ю Гс) не просто располагаются вдоль силовых линий, а прецессируют (врашаются) с угловой скоростью соо относительно направления Но. Для создания условий резонанса на исследуемый образец воздействуют дополнительным переменным полем //1<с//о, врашающимся в плоскости, перпендикулярной направлению Но. При этом на магнитный момент действует момент силы цЯь стремящийся увеличить угол между р, и Но. Если бы поле H вращалось со скоростью со, отличной от шо по значению или направлению, оно вызывало бы лишь небольшие кратковременные возмущения прецессии. Если же вращение поля Н синхронно с прецессией л, то появляется постоянное возмущающее действие, отклоняющее д в отрицательное направление оси 2. Отклонение я требует затраты некоторой энергии, которая поступает из источника поля Н. Эта энергия и фиксируется в виде сигнала резонансного поглощения. [c.265]

К сожалению, большинство гидратированных ионов обменивается слишком быстро, поэтому их нельзя охарактеризовать с помощью метода изотопного разбавления. В этих случаях некоторые сведения иногда можно получить с помощью косвенных методов. Многие из таких методов основаны на измерении времени релаксации, например времени, необходимого для того, чтобы ядерный магнитный момент разориентировался после ориентации во внешнем магнитном поле, или времени, необходимого для восстановления равновесия с ионными парами после нарушения этого равновесия под действием внешнего электрического поля. Идентификация этих времен релаксации с процессами, включающими обмен воды из первой координационной сферы, показывает, что многие многозарядные катионы удерживают свои гидратные оболочки в течение времен, значительно превышающих 10 сек (см. стр. 163). Кроме того, почти все многозарядные катионы дают в водных растворах линию комбинационного рассеяния, которую можно отнести к колебанию катион — вода. [c.125]

НИЯ на подуровни основного состояния. Вид спектра поглощения зависит от величины эффективного магнитного поля, действующего на ядро и от относительной величины и знака магнитных моментов основного и возбужденного состояний. Магнитный момент основного состояния был измерен методом ЯМР и равен 1,041 ядерного магнетона. Во внешних полях 16-10 э спектр поглощения металлического олова состоит из двух широких линий, расстояние между которыми находится в согласии с известным магнитным моментом основного состояния. Однако в полях 48-10 э каждая из н]ироких линий обнаруживает структуру триплета, который соответствует расндепле-нию возбужденного состояния. По измеренным расщеплениям было определено отношение магнитного момента возбужденного состояния к магнитному моменту основного состояния, равное р-воаб/Цосп = —0,68 [52]. [c.262]