Ядерный магнитный момент макроскопический

Вектор ядерного магнитного момента частиц должен быть коллинеарен вектору момента количества движения (механического момента), и величины этих векторов должны быть связаны между собой. Можно, например, вычислить магнитный момент макроскопической модели ядра — вращающейся сферической оболочки массы М, заряд которой е равномерно распределен по поверхности сферы. Магнитный момент такого тела ц равен [c.11]

Если ядерные магнитные моменты слабо взаимодействуют между собой, то макроскопическая ядерная намагниченность представляет собой сумму векторов магнитных моментов всех ядер, поэтому аналогично уравнению (21) можно записать [c.27]

В чем будет состоять действие такого импульса на совокупность ядерных магнитных моментов, входящих в состав исследуемого образца Из уравнений Блоха следует, что воздействие импульсов поля Ну, перпендикулярного к постоянному полю Но и вращающегося с угловой частотой гвч, на вектор макроскопической намагниченности образца М вызовет [c.56]

Чтобы дополнить это макроскопическое описание спинов в магнитном поле, необходимо отметить, что поведение спинового углового момента ядра и соответствующего ему ядерного магнитного момента правильнее было бы сравнить с поведением гироскопа, а не маленького магнитика. Вместо того чтобы ориентироваться в направлении магнитного поля, ядерный момент Ид- прецессирует вокруг [c.232]

Можно дать определение времен релаксации, исходя из макроскопической теории поведения ядерных магнитных моментов в переменных магнитных полях [1]. Для результирующего ядерного магнитного момента ансамбля одинаковых ядер М (Мх, Му, М ) справедливо уравнение [c.304]

В названной модели рассматривается вектор макроскопического магнитного момента (намагниченности), представляющего векторную сумму отдельных ядерных моментов [c.12]

Не только электроны, но и ядра обладают магнитным моментом. В соответствии с формулой (XXV.6) эти величины должны быть значительно меньше, чем у электрона, так как масса протона в 1836 раз больше массы электрона. Слабый ядерный парамагнетизм был непосредственно доказан макроскопическими методами для твердого водорода. [c.673]

В предыдущем разделе было отмечено, что поскольку электроны и некоторые ядра обладают спиновым угловым моментом, они ведут себя подобно маленьким магнитам и стремятся ориентироваться в направлении приложенного поля. Однако в противоположность макроскопическим магнитам энергии электронов и ядер в магнитном поле квантованы, т. е. могут принимать только некоторые дискретные значения. Методами ядерного магнитного резонанса (ЯМР) и электронного парамагнитного резонанса (ЭПР) исследуются переходы между этими энергетическими уровнями. Методы ЭПР и ЯМР аналогичны, поэтому ниже основные уравнения для них обсуждаются совместно. [c.497]

В магнитном поле Но, вследствие неравномерной заселенности энергетических уровней, соответствующих различным ориентациям магнитного момента ядра, образец оказывается намагниченным, и его состояние может быть охарактеризовано вектором ядерной макроскопической намагниченности М. Если в какой-либо момент времени этот вектор занимает произвольное положение в пространстве, например из-за возмущения, то в последующий момент времени целый ряд ре- [c.145]

Прежде чем выяснять вопрос о природе релаксации на молекулярном уровне, вернемся к рассмотрению резонансных опытов с макроскопической точки зрения. Временно отвлечемся от спиновых волновых функций и энергетических уровней и рассмотрим общий магнитный момент М большого ансамбля спинов при некоторой температуре. Это может быть ансамбль электронных или ядерных спинов, но для определенности выберем систему протонных спинов в 1 см молекул воды при комнатной температуре и сначала предположим, что внешнее магнитное поле отсутствует. [c.230]

Ядерный магнитный резонанс. Не только электроны, но и многие атомные ядра ведут себя как постоянные магниты. Их магнитные моменты в 10 раз меньше моментов электронов, ввиду того что так называемый ядерный магнетон равен всего = 5,0493-10 гаусс-см . Согласно уравнению (3) (стр. 130), справедливому и в этом случае, макроскопическая магнитная восприимчивость пропорциональна квадрату магнитного момента следовательно, ядерная магнитная восприимчивость в - 10 раз меньше обычной парамагнитной восприимчивости и, таким образом, ее невозможно измерить классическими методами, так как она даже меньше, чем диамагнитная восприимчивость веществ. [c.134]

Выясним теперь, что произойдет, если поле Н1 будет приложено вдоль оси х достаточно долго, чтобы вектор М (или, что то же, система ядерных спинов) успел повернуться на угол 0 в сторону оси у. Сразу после выключения Н1 картина будет такой, как показано на рис. 1.4, а. Поскольку вначале движение моментов в плоскости х у было некогерентным, то и компонента макроскопического момента М в этой плоскости была равна нулю. В результате поворота моменты оказываются ориентированными таким образом, что появляется компонента момента М, направленная вдоль оси у. В результате естественных процессов обмена энергией между разными ядрами моменты в плоскости х у начинают расходиться, как показано на рис. 1.4, б. Поэтому наблюдается спад Му с постоянной времени Т . Поскольку магнитное поле не является идеально однородным, ядра в разных частях образца оказываются в несколько различающихся полях Но и, следовательно, прецессируют с немного разными частотами одни ядра прецессируют быстрее, чем вращается система координат, другие — медленнее. Этот процесс вызывает также спад Л1у ] в результате стремится к нулю с постоянной времени Г/, определяемой формулой (1.11). По мере обмена энергией между ядерными моментами и их окружением происходит спин-решеточная релаксация, в результате которой ядерные моменты постепенно возвращаются к направлению оси г, как показано на рис. 1.4, в. Таким образом, Мг- возвращается к своему равновесному значению Мо с постоянной времени Г1. Из рис. 1.4, г ясно, что к тому времени, когда моменты возвращаются в исходное состоя- [c.32]

Ранее было показано, что нижний энергетический уровень более заселен, чем верхний. Если мы облучаем образец (в режиме непрерывного действия или импульсном режиме) радиочастотным полем В, то при соблюдении условия резонанса происходят переходы между уровнями (см. рис. 9.3-6). Следовательно, термическое равновесие нарушается и соотношение заселенностей изменяется. На рис. 9.3-5 мы видим, что 2 -компоненты всех ядерных магнитных моментов суммируются и образуют в результате макроскопический вектор намагниченности Мо- Если изменяется соотношение заселенности уровней, компонента Мг вектора намапшченности Мо в направлении г также изменится. Но изменение соотношения заселенностей под влиянием радиочастотного поля или импульса является только одним аспектом очень сложного явления. Для того чтобы попять, что происходит с макроскопической намагниченностью Мо под действием импульса, мы прибегнем к полуклассическому представлению векторов. [c.212]

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]

Очень тонкие спктроскопические измерения показали, что ядерный спин и энергии взаимодействия между магнитным моментом ядра и внешним полем квантованы подобно всем другим атомным свойствам. В отличие от того, что мы наблюдаем для обычных макроскопических магнитов, для ядерных спинов в природе существуют лишь некоторые строго определенные значения спина, с которыми связаны строго определенные уровни энергии. Спектроскопия ядерного магнитного резонанса (ЯМР) изучает переходы между такими уровнями энергии. [c.219]

То, что было сказано о макроскопических объектах, совершенно справедливо и для хиральных молекул. Внутренние взаимоотношения атомов и групп в молекуле одинаковы в энантиомерах (так же как расстояние между большим и указательным пальцами одно и то же для правой и левой перчаток). В результате энантиомеры ведут себя аналогично по отношению к ахиральным химическим реагентам или при измерении скалярных (недиссимметрических) физических величин. Они реагируют с одинаковой скоростью с ахиральными (симметричными) реагентами, давая либо одни и те же, либо энантиомерные вещества. Они также идентичны по своим скалярным физическим свойствам (температура плавления, давление пара, температура кипения, показатель преломления, плотность, ультрафиолетовый и инфракрасный спектры и спектр ядерного магнитного резонанса, масс-спектр, дипольный момент, кислотность, рентге-но- и электронограммы и т. п.). Однако с хиральными реагентами они реагируют с различными скоростями (так различно отношение левой и правой перчаток [c.18]

Некоторые вопросы методики наблюдения ЯМР становятся более наглядными в рамках классической теории движения магнитного диполя в магнитном поле. Все эффекты ЯМР, согласно этой теории, определяются поведением вектора ядерной намагниченности [19]. Рассмотрим картину возникновения сигнала ЯМР при наблюдении методом автодинного генератора. Образец, содержащий исследуемые магнитные ядра, помещаюг между полюсами постоянного магнита с напряженностью Яо. Стремление магнитных моментов ядер ориентироваться по направлению поля приводит к появлению результирующего макроскопического магнитного момен- [c.32]

Мы уже упоминали, что вектор макроскопической ядерной намагниченности М представляет собой векторную сумму индивидуальных ядерных моментов. Молекулярное движение этих ядерных моментов обусловливает возникновение флуктуирующих локальных магнитных полей Нл, взаимодействие которых с вектором М определяет его релаксацию. Рассмотрение взаимодействия вектора намагничеппости М с вектором магнитного поля одного ядерного момента Нл удобно провести во вращающейся системе координат (см. рис, 2,16). Ось [c.58]