Число ядерное спиновое

Для водорода характерен особый случай аллотропии (аллотропия -— свойство химического элемента существовать в виде нескольких форм простых веществ). Изотопы атомов Н, О и Т образуют двухатомные молекулы На, Ог, Тг, НО, НТ и ОТ, из них молекулы Hj, Ог и Тг существуют в двух ядерно-изомерных формах спина орто-форме и пара-форме. Существование двух модификаций молекул водорода связано с различной взаимной ориентацией ядерных спинов атомов и, следовательно, с различными значениями вращательных квантовых чисел, В молекулах пара-водорода ядерные спины антипараллельны и вращательные квантовые числа четные. Орто-водород имеет параллельные спины и нечетные квантовые числа. Ядерная спиновая изомерия является исходной причиной различных магнитных, спектральных и термических свойств обеих модификаций. Пара- и орто-модификации водорода обладают различ- [c.56]

Каковы правила отбора для переходов между зеемановскими уровнями по электронному и ядерному спиновым квантовым числам в системах с электрон-ядерным сверхтонким взаимодействием [c.86]

Таблица 4. Числа переходов в ядерных спиновых системах и числа типов спиновых систем

Качественно суть этого явления можно пояснить следующим образом. Если в составе по крайней мере одного из свободных радикалов, образовавшихся в клетке, имеется парамагнитное ядро, расположенное в достаточной близости от неспаренного электрона, то создаваемое этим ядром локальное магнитное поле будет оказывать существенное влияние на скорость взаимных переходов между синглетным и триплетным состояниями пары. При этом ядра в разных спиновых состояниях создают разное магнитное поле и по-разному влияют па скорость этих переходов. Поэтому соотношение продуктов внутриклеточного и внеклеточного превращений будет различным ири разных спиновых состояниях ядер. В простейшем случае, если спии ядра равен 1/2, возможно два ядерных спиновых состояния, В результате одно из этих состояний будет преобладать в продуктах внутриклеточной рекомбинации или внутриклеточного диспропорционирования, а другое — в продуктах внеклеточных превращений свободных радикалов . В магнитном поле, в том числе при записи спектров ЯМР, в одном из продуктов (или в одной группе продуктов) будут преобладать ядра со спинами, ориентированными по направлению магнитного поля, т. е. находящиеся на более низком энергетическом уровне, а в другом продукте (группе продуктов) — ядра, ориентированные против направления поля, т. е, находящиеся на более высоком энергетическом уровне. Таким образом, ядерные [c.174]

I интенсивность, ядерное спиновое число, сила тока, индекс удер- [c.14]

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]

Спин характеризуется ядерным спиновым квантовым числом /, которое может принимать значения, кратные 1/2, т. е. 7 - О, 1/2, 1, 3/2 и т. д. Все ядра с нечетными массовыми числами, а также ядра с четными массовыми числами, но имеющие нечетное число протонов и нечетное число нейронов, обладают магнитным моментом. Следовательно, ядра Н, С, N, 0, Р и 1Р имеют магнитный момент и могут давать спектры ЯМР, тогда как ядра С, %0 и не обладают магнитным моментом. Считается, что для спектроскопии ЯМР лучше подходят ядра с / - 1/2, т, е. Н, С, Р и "Р. Величину / рассчитать не удается (табл. 4.9). [c.116]

Если 1 — ядерное спиновое число, то соответствующий магнитный момент равен [/(/+ 1)] уй, где — гиромагнитное отношение, д — фактор расщепления, а Цо — ядерный магнетон. В магнитном поле Я вследствие зеемановского расщепления (см. с. 159) возникает 2/+ 1 уровней с энергиями [c.167]

Если I — ядерное спиновое число, то момент количества движения численно равен [/(/- - )] Н/2л, а магнитный момент У J + )] 1=уЬ/2п, где V = — гиромагнитное отнощение, д — фактор расщепления, а (го — ядерный магнетон. В магнитном поле Но вследствие зеемановского расщепления возникает 21 1 уровней с энергиями [c.335]

Спин ядра характеризуется ядерным спиновым квантовым числом I, которое может иметь значения, кратные /г- Например, спин протона составляет /21 спин ядра "В - /2. По отношению к определенному направлению в пространстве, в частности по отношению к внешнему магнитному полю, спин ядра может иметь лишь определенные квантованные ориентации, причем разным ориентациям соответствует разная энергия. В соответствии с квантовой механикой число разрешенных ориентаций равно 21+1, а расстояния между отдельными энергетическими уровнями, возникающими в магнитном поле, пропорциональны его напряженности. Переходы между отдельными уровнями могут происходить при поглощении квантов электромагнитного излучения, имеющих энергию, точно соответствующую разностям между этими уровнями. Обычно образец непрерывно облучается слабым радиочастотным излучением (частота порядка сотен МГц), а напряженность [c.469]

Спектроскопия ЯМР основана на измерении магнитных свойств атомных ядер. Магнитные свойства ядер, в свою очередь, обусловлены тем, что ядра атомов, вращающиеся вокруг собственной оси, имеют момент количества движения, который называется спином ядра. Спин характеризуется ядерным спиновым квантовым числом /, которое может принимать значения О, 1/2, 1, 3/2,. .. и определяется числом протонов и нейтронов, составляющих ядро. [c.539]

I — ядерное спиновое квантовое число (О, Уг. 1, /г> ) [c.397]

Внутренний угловой момент выражается в единицах /г/2я и, как правило, при помощи максимального значения его составляющей на некоторое выделенное направление — в качестве такового выбирается направление накладываемого внешнего поля. В выражении //г/2я ( = /Ь) / — ядерное спиновое квантовое число. Приблизительно у 140 из 280 стабильных изотопов его величина равна нулю, а у остальных находится в пределах 72-72. [c.351]

Прежде всего важно обратить внимание на то, что в спектрах ЯМР не наблюдается взаимодействие между магнитно-эквивалентными ядрами. Мультиплетность линий ядер атомов А зависит, с одной стороны, от числа ядер атомов X, равного п, а с другой стороны, от ядерного спинового квантового числа /д и определяется выражением [c.363]

Спектр ЭПР этого иона более сложен, чем снектр ЭПР серы [16] он имеет сверхтонкую структуру, поскольку магнитный момент электронного спина взаимодействует с ядерными спиновыми моментами протонов. Исходя из числа различных протонных окружений, которое может быть определено из симметрии молекулы, следовало ожидать двадцать пять линий, и все они были разрешены [27] все вместе они занимают около 27 гаусс (рис. 47). [c.213]

Рассмотрим соединение, молекула которого содержит ядро со спином и соответствующим магнитным моментом. В отсутствие внешнего поля магнитные моменты ядер ориентированы хаотично и все ядра занимают состояния с равной энергией. При наложении магнитного поля ядра могут занять различные энергетические уровни в зависимости от дозволенных значений ядерного спинового квантового числа mj и в соответствии с определенными ориентациями по отношению к магнитному полю. Простейшим случаем является такое ядро, как протон, у которого спин I равен V2 тогда Mi должно быть либо -f /2, либо —В таком случае имеются только две дозволенные ориентации по отношению к полю, а именно когда составляющая ядерного момента количества движения в направлении поля равна + /г (/г/2п) и —1/2 (/г/2л). Соответственно составляющая ядерного магнитного момента, направленная вдоль поля, которая связана с моментом количества движения, может принимать только два значения -f x и — л. Точная их величина рассматривается ниже. Поле влияет на энергии ядер в этих двух ориентациях в поле с напряженностью Н они отличаются от значения при нулевом ноле на — хЯ и - - jlH. Таким образом, имеются два энергетических уровня с разностью энергий 2 iH (рис. 48). Устанавливается равновесное распределение ядра распределяются между двумя уровнями по закону Максвелла — Больцмана , так что имеется небольшой избыток ядер в нижнем энергетическом состоянии . [c.220]

Величину ХПЯ можно рассчитать по (13) — (22) вероятность Раъ рождения молекулы в ядерно-спиновом состоянии фактически определяет число спинов (заселенность) на уровне аЬ в молекуле. Поляризация на ядерно-резонансном переходе между дву мя спиновыми состояниями аЬ и а Ь пропорциональна разности заселенностей Раъ—Ра Ь , а коэффициент поляризации равен отношению этой разности к равновесной больцмановской разности заселенностей. Коэффициенты ХПЯ составляют 10 - 10 , а в слабых полях до 10 и намного превышают значение поляризации, достижимое обычными физическими методами (например, с помощью эффекта Оверхаузера). [c.27]

Ядра некоторых изотопов обладают механическим угловым моментом (спином). Величина этого момента зависит от ядерного спинового числа /, которое может принимать значения О, 7г> 1, 7г, Б зависимости от типа ядра. Спиновое число / связано с массовым и атомным числами следующим образом [c.69]

В одинаковом магнитном поле электронный резонанс возникает при гораздо более высокой частоте по сравнению с ядерным резонансом, поскольку магнитный момент- электрона примерно в 1000 раз больше магнитного момента протона, хотя они и могут обладать одинаковым спиновым квантовым числом. Электронный спиновый резонанс наблюдается в микроволновом диапазоне частот (приблизительно 28 ООО МГц), ядерный спиновой резонанс — при радиочастотах (10—50 МГц). [c.224]

Чтобы понять спектроскопию ядерного магнитного резонанса, нужно познакомиться с двумя свойствами ядер — их результирующим спином, обусловленным протонами и нейтронами (обе эти частицы имеют спиновое квантовое число, равное 7г), и распределением положительного заряда. Несколько различных типов ядер изображено на рис. 8-1. Если спины всех частиц спарены, то результирующего спина нет и квантовое число ядерного спина I равно нулю. Распределение положительного заряда при этом сферическое, и, как говорят, квадрупольный момент ядра eQ (где е — единица электростатического заряда, а Q — мера отклонения распределения заряда от сферической симметрии в данном случае Р=0) равен нулю. Сферическое бесспиновое ядро, изображенное на рис. 8-1, а, является примером случая, когда [c.262]

Атомы цезия в нормальном состоянии имеют один неспаренный электрон на б5-орбитали (символ Sщ). Ядро цезия-133 имеет снин, который характеризуется квантовым числом I = /г. Сочетание ядерного спинового момента количества движения и электронного спинового момента количества движения приводит к результирующему моменту количества движения, соответствующему как значению Р = 4, так и значению Р = 3 общего момента количества движения при данном квантовом числе. Линия с длиной волны 3,26 см обусловлена переходом между этими двумя уровнями (см. разд. 26.7). [c.11]

НИЯ Л/г/г при М — —/, —/ -1-1,. . ., +1 величина Мх называется ядерным спиновым магнитным квантовым числом. Квантовые числа / и М1 аналогичны Г ж МJ для атома (разд. 3.8 гл. 5). [c.744]

Любое ядро обладает магнитными свойствами (которые можно рассматривать как результат вращения заряженной частицы), характеризующимися ядерным спиновым числом I. В приложенном магнитном поле ядро "может принимать 21 + 1 ориентаций относительно направления поля, причем каждой ориентации соответствует определенная энергия. В зависимости от нуклонного состава ядра величина I может быть равной нулю, целочисленной или принимать значения, кратные V2- Те ядра, которые имеют нулевой спин, не имеют определенной ориентации в магнитном поле и не представляют интереса для метода ЯМР. В табл. 12 приведены некоторые значения I для наиболее распространенных ядер, а на рис. 29 изображены разрешенные состояния для ядер, имеющих / и 1. [c.127]

Ядерный магнитный резонанс. Рассмотрим простой случай, когда магнитный момент ядра обусловлен только" его спином. Состояния ядерного спина I квантованы, так что ядерное спиновое квантовое число mi в любом направлении может принимать какое-либо одно из значений дискретного набора /, /— ,"..., — /. [c.95]

Решая приведенные кинетические уравнения, мы получаем матрицы плотности радикалов Лий, которые, как уже говорилось, полностью описывают спиновое состояние Л и 5, в том числе эффекты ХПЭ. Эти уравнения описывают и другие спиновые и магнитные эффекты в рекомбинации радикалов. Константа скорости реакции, которая следует из уравнений (1.76), содержит в себе зависимость от напряженности внешнего магнитного поля. Если решить уравнения (1.74—1.76) для двух случаев, отличающихся только наличием или отсутствием некоторого магнитного изотопа, то в результате можно получить необходимые сведения о магнитном изотопном эффекте. И наконец, кинетика поляризации ядерных спинов в продукте рекомбинации определяется следующим уравнением для ядерной спиновой матрицы плотности [c.49]

Ядро с ядерным спиновым квантовым числом I 1 также характеризуется электрическим моментом, и неспаренный электрон взаимодействует как с магнитным ядерным, так и с электрическим моментом. Градиент электрического поля на ядре может взаимодействовать с ква-друпольным моментом (такое взаимодействие изучается с помощью спектроскопии ядерного квадрупольного резонанса), и это взаимодействие влияет на энергии электронных спиновых состояний через ядерно-электронное магнитное взаимодействие как возмущение второго порядка. Влияние квадрупольного взаимодействия обычно носит сложный характер, поскольку этому взаимодействию сопутствует значительно большее магнитное СТВ. Ориентация ядерного момента квантуется как по отношению к градиенту электрического поля, так и по отношению к направлению магнитного поля. Если направление магнитного поля и оси кристалла параллельны, квадрупольное взаимодействие приводит только к небольшому смещению всех энергетических уровней на по- [c.45]

Мёссбауэровская спектроскопия [1], которая в тексте сокращенно называется МБ-спектроскопией, регистрирует переходы, обусловленные поглощением у-лучей веществом. Эти переходы характеризуются изменением ядерного спинового квантового числа I. Условия поглощения зависят от электронной плотности вокруг ядра, а число наблюдаемых спектральных полос связано с симметрией соединения. В результате этого можно получить структурную информацию. Многие из идей и символов, используемых в данной главе, были описаны в гл. 14. [c.285]

Метод ЯМР заключается в следующем. Ядра некоторых атомов, в том числе и водорода (протона), обладают собственным моментом количества движения — ядерньш спином, который характеризуется спиновым квантовым числом /. При вращении заряженного ядра возникает магнитное поле, направленное по оси вращения. Другими словами, ядро ведет себя подобно маленькому магниту с магнитным моментом рц. Магнитный момент квантуется, т. е. ядро с ядерным спиновым числом / может ориентироваться во внешнем однородном магнитном поле На различными способами, число которых определяется магнитным квантовым числом т/. Каждой такой ориентации ядра соответствует определенное значение энергии. Ядра некоторых элементов, имеющих спиновое квантовое число I = = /а ( Н, зф), во внешнем магнитном [c.146]

В связи с различными возможностями ориентации ядра А под влиянием магнитного -момента ядра В со спином / линия ядра А расщепляется на мультиплет (2/+1). В присутствии п эквивалентных соседних ядер с ядерным спином I число состояний становится равным 2/г/+1. Распределение интенсивности линий зависит от статистического распределения ядерных спиновых состояний и для ядер с /= /2 соответствует последовательности биномиальных коэффициентов. В качестве примера рассмотрим сверхтонкую структуру спектра молекулы РРз. Резонансная линия ядра Р под влиянием соседного ядра Р со спином /2 расщепляется на две линии (рис. А.27, а). Резонансная линия ядра фосфора под действием трех одинаковых ядер P со спином /= /2 дает квартет с отношением интенсивностей 1 3 3 1 (рис. А.27, б). [c.73]

Если одновременно, имеется анизотропия g-фактора и СТС, то эффективный параметр АЯ анизотропии компоненты СТС может быть записан в первом приближении как АЯ = АЯа -f mA5, где А5 = 5j — 5 = 35 , am — ядерно-спиновое квантовое число. Для радикалов КОо и R0 форма сигнала ЭПР в основном определяется величиной АЯаи, для алкильных и аллильных — величиной второго слагаемого АВ. Поскольку АЯ зависит от т, асимметрия различных компонентов спектра также должна зависеть от пг. В частности, при наличии СТС на одном а-протопе, компоненты спектра, расположенные по разные стороны от центра, будут иметь разные знаки асимметрии. Если кроме анизотропии СТС есть еще и анизотропия g-фактора, то и ширина этих компонент будет различной линии в высоких полях шире, чем в низких. Такое несимметричное [c.412]

В соответствии с представлениями квантовой теории состояния ядерного спина квантованы, т. е. компонента mj вектора ядерного спина в любом данном направлении может принимать только одно из значений дискретного набора +/, +(/ — 1),. . ., — I. Величину mi называют ядерным спиновым квантовым числом. Для протона 1 = 2 и mi может быть равно -Ь /о или — /г. Если протон поместить в постоянное магнитное поле Н, то возникнет взаимодействие между магнитным моментом Цд- протона и полем Н это взаи-людействие выражается гамильтонианом [c.12]

По сопоставлениям Цейзе и Джойка, причем величины для /, 0 и о = 2У+1 взяты из таблиц спектральных данных. В эти числа не включен ядерно-спиновый член, выпадающий из окончательных термодинамических расчетов и вообще не рассматриваемый в этой книге. [c.428]

В 1928 г. Теренин и Добрецов (СССР) обнаружили прп изучении спектральных линий водорода наличие сверхтонкой структуры их (дальнейшее усиление му.чьтиплетности), происходящей от наличия спина и у ядер водорода — протонов. Ядерно-спиновое квантовое число обозначается (к). [c.117]

Справочник химика 21

Химия и химическая технология