2.Ядерна прецесія. Моделі, що використовуються для ілюстрації поведінки магнітних ядер в постійному магнітному полі.

Поведінку магнітного ядра в магнітному полі можна описати як прецесію.

У зовнішньому магнітному полі ядро зі спіном ½ своєю віссю завжди орієнтується вздовж силових ліній поля (не точно вздовж поля, а під певним кутом до нього), оскільки саме така орієнтація відповідає мінімуму енергії системи, але для нього можливі дві нерівноцінні орієнтації, що дещо відрізняються за енергією. Поведінку магнітного ядра в магнітному полі зображати зручно за допомогою векторної моделі. Поле змушує магнітний момент прецесувати довкола нього. Внаслідок цього вектор магн.моменту ядра робить кругові рухи навколо напрямку В_о. Якщо вважати ядро схожим на асиметричну гантель, то в одному спіновому стані більш об’ємний кінець гантелі прецесуватиме вздовж поля, а в іншому – проти поля. Такий рух – Ларморова прецесія.

Прецесія описується кутовою швидкістю ( радіан/с або  Гц):  = B₀, де

 – кутова частота прецесії, В₀ – магнітна індукція;  = -B₀/2-B₀ – Ларморова частота ядра. Напрямок руху визначається знаком . Він може відбуватися за годинниковою стрілкою або проти неї, але завжди в один бік для всіх ядер даного типу. Ядерний магнітний резонанс відбувається тоді, коли під впливом зовнішніх факторів ядра змінюють спіновий стан, що супроводжується поглинанням кванта енергії. Енергія може поглинатися тільки за рахунок впливу електромагнітного поля, частота якого відповідає частоті Ларморової прецесії ядер: ∆Е = h = hB_о/2

3.Макроскопічна ядерна намагніченість, залежність від температури та напруженості зовнішнього магнітного поля.

Макроскопічна ядерна намагніченість – це сумарний вектор, що враховує всі магнітні ядра зразка. Досить наочно утворення макроскопічної ядерної намагніченості зразка видно з моделі ядерної процесії. Нехай маємо зразок, що містить один тип магнітних ядер зі спіном ½. Магнітні моменти окремих атомних ядер можна уявити собі у вигляді векторів, що виходять з однієї точки, кінці яких рівномірно розподілені по сфері радіусом М. Після наведення магнітного поля Н_о, вектори магнітних моментів окремих ядер утворюють у сукупності два конуси, які спрямовані своїми основами в протилежні боки і мають спільну вершину. Цю модель називають конусом процесії. Загальна вісь конусів збігається з напрямком зовн.магн.поля. У рівноважному стані вектори М рівномірно заповнюють поверхню кожного конуса. Внаслідок цього рівнодіюча кожного з конусів спрямована вздовж загальної осі. Сумарна рівнодіюча для обох конусів – макроскопічна ядерна намагніченість М_о – відмінна від нуля. Вектор М_о збігається з напрямком осі конусів процесії і спрямований у бік наведеного магнітного поля Н_о.

Описану намагніченість називають поздовжньою, або М_z, якщо вісь z системи координат збігається з напрямком Н_о. Рівноважне значення М_о для ядер зі спіном І = ½ можна обчислити за формулою: М_о = _оН_о = N²Н_о/T, де _о – статична магнітна сприйнятливість;  - магн.момент ядра; N – кількість ядер в одиниці об’єму.

 Макроскопічна ядерна намагніченість залишається незмінною доти, поки система ядерних спінів не підпаде під вплив високочастотного магн.поля Н₁. Ця макроскопічна ядерна намагн. є поперечною (з компонентом М_x i М_y).

Населеність енергетичних рівнів підкоряється статистиці Больцмана: N/N = e^∆E/RT, де N,N - відповідає кількості ядер з певною спіновою орієнтацією, R – універсальна газова стала, T – абсолютна температура у Кельвінах. З цієї формули витікає, що відношення населеностей енергетичних рівнів (спінових станів) визначається різницею їхньої енергії, а вона є пропорційною до напруженості зовнішнього магнітного поля і має залежність від температури.