[{"@context":"http:\/\/schema.org\/","@type":"BlogPosting","@id":"https:\/\/wiki.edu.vn\/all2fr\/wiki1\/larmorprazession-wikipedia\/#BlogPosting","mainEntityOfPage":"https:\/\/wiki.edu.vn\/all2fr\/wiki1\/larmorprazession-wikipedia\/","headline":"Larmorpr\u00e4zession \u2013 Wikipedia","name":"Larmorpr\u00e4zession \u2013 Wikipedia","description":"before-content-x4 Larmorpr\u00e4zession (Selon le physicien irlandais Joseph Larmor), la pr\u00e9cession de l’impulsion rotative d’une particule avec un moment dipolaire magn\u00e9tique","datePublished":"2021-01-07","dateModified":"2021-01-07","author":{"@type":"Person","@id":"https:\/\/wiki.edu.vn\/all2fr\/wiki1\/author\/lordneo\/#Person","name":"lordneo","url":"https:\/\/wiki.edu.vn\/all2fr\/wiki1\/author\/lordneo\/","image":{"@type":"ImageObject","@id":"https:\/\/secure.gravatar.com\/avatar\/44a4cee54c4c053e967fe3e7d054edd4?s=96&d=mm&r=g","url":"https:\/\/secure.gravatar.com\/avatar\/44a4cee54c4c053e967fe3e7d054edd4?s=96&d=mm&r=g","height":96,"width":96}},"publisher":{"@type":"Organization","name":"Enzyklop\u00e4die","logo":{"@type":"ImageObject","@id":"https:\/\/wiki.edu.vn\/wiki4\/wp-content\/uploads\/2023\/08\/download.jpg","url":"https:\/\/wiki.edu.vn\/wiki4\/wp-content\/uploads\/2023\/08\/download.jpg","width":600,"height":60}},"image":{"@type":"ImageObject","@id":"https:\/\/upload.wikimedia.org\/wikipedia\/commons\/thumb\/6\/6c\/Precession_in_magnetic_field.svg\/220px-Precession_in_magnetic_field.svg.png","url":"https:\/\/upload.wikimedia.org\/wikipedia\/commons\/thumb\/6\/6c\/Precession_in_magnetic_field.svg\/220px-Precession_in_magnetic_field.svg.png","height":"551","width":"220"},"url":"https:\/\/wiki.edu.vn\/all2fr\/wiki1\/larmorprazession-wikipedia\/","wordCount":8662,"articleBody":"     (adsbygoogle = window.adsbygoogle || []).push({});before-content-x4 Larmorpr\u00e4zession (Selon le physicien irlandais Joseph Larmor), la pr\u00e9cession de l’impulsion rotative d’une particule avec un moment dipolaire magn\u00e9tique est autour de la direction d’un champ magn\u00e9tique ext\u00e9rieur. Dans les atomes, il peut \u00eatre observ\u00e9 en particulier par la division des lignes spectrales caus\u00e9es par le champ magn\u00e9tique, l’effet Zeeman.        (adsbygoogle = window.adsbygoogle || []).push({});after-content-x4La fr\u00e9quence du mouvement de la pr\u00e9cession Larmorfrequenz appel\u00e9. Dans une particule invit\u00e9e, la fr\u00e9quence de Lammor diff\u00e8re de la fr\u00e9quence du cyclotron dans le m\u00eame champ magn\u00e9tique par la moiti\u00e9 du facteur Land\u00e9. Cela peut \u00eatre expliqu\u00e9 quantique m\u00e9caniquement. Les applications importantes de la proc\u00e9dure de Lamor sont la spectroscopie de r\u00e9sonance spinaire nucl\u00e9aire et l’imagerie par r\u00e9sonance magn\u00e9tique. Sur un rond-point qui n’est pas stock\u00e9 dans son objectif et dont l’axe de rotation n’est pas verticalement – par ex. B. Un kit de jouets – la gravit\u00e9 fonctionne avec un couple        (adsbygoogle = window.adsbygoogle || []).push({});after-content-x4M\u2192{DisplayStyle {thing {m}}} , qui est perpendiculaire \u00e0 la gravit\u00e9 et \u00e0 l’axe circulaire. Si le rond-point ne tourne pas, il tombe. Dans le cas d’une rotation (pas trop lente), d’autre part, le couple provoque un mouvement de pr\u00e9cession qui conduit l’axe rotatif et donc le vecteur d’impulsion rotatif autour de la soudure sur un cercle. L’angle d’attaque avec le vertee reste constant et la vitesse d’angle de la pr\u00e9cession est la m\u00eame pour tous les angles d’attaque. La pr\u00e9cision de Larmor est bas\u00e9e sur le fait que chaque particule invit\u00e9e avec une impulsion rotative J\u2192{DisplayStyle {thing {j}}} aussi un dip\u00f4le magn\u00e9tique \u03bc\u2192{displayStyle {thing {hu}}} repr\u00e9senter. Cela s’applique \u00e9galement aux particules neutres globales (par exemple, \u00e0 neutrons, atome neutre avec un nombre d’\u00e9lectrons sans fioritures), qui sont compos\u00e9s de particules invit\u00e9es, dont les moments magn\u00e9tiques ne s’ajoutent pas \u00e0 z\u00e9ro. Dans un champ magn\u00e9tique        (adsbygoogle = window.adsbygoogle || []).push({});after-content-x4B\u2192{displayStyle {vec {b}}} Un couple agit sur la particule M\u2192{DisplayStyle {thing {m}}} qui s’efforce de r\u00e9gler le dip\u00f4le pour la direction du champ en parall\u00e8le. C’est M\u2192= \u03bc\u2192\u00d7 B\u2192{DisplayStyle {thing {m}} {mathrd {=}} {thing {hu}} {mathors {Times}} {Thing {b}}} .La taille et la direction du dip\u00f4le sont donn\u00e9es par le vecteur d’impulsion rotative: \u03bc\u2192= c J\u2192{DisplayStyle {thing {hu}} {mathors {=}} gamma {thing {j}}} . Il s’agit du rapport gyromagn\u00e9tique c {DisplayStyle Gamma} Un facteur qui peut \u00eatre calcul\u00e9 en fonction de la formule LAND\u00c9 pour chaque niveau d’\u00e9nergie avec un chemin de fer donn\u00e9 et une impulsion rotative totale. De l’\u00e9quation du gyro, J\u2192\u02d9= M\u2192{DisplayStyle {dot {thing {j}}} {mathrd {=}} {thing {m}}} , suit l’intimit\u00e9 avec la fr\u00e9quence Larmor F Larmor{displayStyle f_ {mathrm {Larmor}}} . C’est aussi c {DisplayStyle Gamma} et \u00e0 la densit\u00e9 de la rivi\u00e8re B {displaystyle b} Des magn\u00e9tfeldes proportionnels F Larmor= \u03b32\u03c0\u22c5 B {displayStyle f_ {mathrm {Larmor}} = {frac {gamma} {2pi}} cdot b} ou comme fr\u00e9quence circulaire (avec le facteur Land\u00e9 g J {displayStyle g_ {j}} , la cargaison q {displayStyle Q} Et la masse m {displaystyle m} de la particule) Oh Larmor= 2 Pi \u22c5 F Larmor= c \u22c5 B = g Jq2m\u22c5 B  . {displayStyle Omega _ {Mathrm {Larmor}} = {2PI} CDOT F_ {Mathrm {Larmor}} = Gamma CDOT B = G_ {J}, {frac {Q} {2, M}} CDOT b.} La description ci-dessus s’applique \u00e9galement en classique que dans la physique quantique. Vous avez z. B. Une goutte d’eau \u00e0 travers un champ magn\u00e9tique fort quelque peu magn\u00e9tis\u00e9, les moments magn\u00e9tiques (partiellement) orient\u00e9s vers les protons (noyaux atomiques de l’hydrog\u00e8ne) forment ensemble un faible aimant de dipol macroscopique, qui est connect\u00e9 \u00e0 une petite r\u00e9volution globale sur le m\u00eame facteur gyromagn\u00e9tique. Si le champ magn\u00e9tique est suffisamment remplac\u00e9 rapidement par une direction diff\u00e9rente, cet aimant dip\u00f4le continuera \u00e0 maintenir son orientation d’origine pendant une courte p\u00e9riode et \u00e0 terminer la pr\u00e9occession lamor. Dans une bobine d’antenne, il cr\u00e9e une tension de changement induite facilement observable, dont la fr\u00e9quence est la fr\u00e9quence de Lammor. L’amplitude de la tension CA diminue dans la mesure o\u00f9 la r\u00e9sistance verticale du dip\u00f4le rotatif est r\u00e9duite car la magn\u00e9tisation macroscopique s’adapte \u00e0 la nouvelle direction du champ (relaxation longitudinale) et parce que les protons individuels sont hors du temps en raison de petits troubles (relaxation transversale). La mesure exacte de la fr\u00e9quence et l’observation de la relaxation sont l’une des aides les plus importantes pour explorer les structures et les r\u00e9actions dans la recherche mat\u00e9rielle. En g\u00e9ophysique, cette proc\u00e9dure est utilis\u00e9e dans le magn\u00e9tom\u00e8tre Proton pour mesurer avec pr\u00e9cision le champ magn\u00e9tique de la Terre et ses troubles. Effet de Zeeman [ Modifier | Modifier le texte source ]] Quantum m\u00e9caniquement, le moment magn\u00e9tique dans le champ magn\u00e9tique provoque une fraction J {displaystyle J} en niveaux \u00e9quidistants au ( 2 J + d’abord ) {displayStyle (2j {mathord {+}} 1)} Divers num\u00e9ros quantiques magn\u00e9tiques possibles m J {displaystyle m_ {j}} . La distance de niveau est toujours D ET = \u210f Oh Larmor{DisplayStyle Delta E = Hbar Omega _ {Mathmor {Larmor}}} (Dans ce \u210f {displaystyle hbar} le quantum d’action r\u00e9duit). Cette scission a \u00e9t\u00e9 observ\u00e9e pour la premi\u00e8re fois dans les lign\u00e9es spectrales optiques en 1896 et a \u00e9t\u00e9 l’une des premi\u00e8res entr\u00e9es pour \u00e9tudier les processus dans les atomes et donc pour d\u00e9velopper la m\u00e9canique quantique. Dans les formules: du couple ci-dessus M\u2192{DisplayStyle {thing {m}}} Il s’ensuit que la particule dans le champ magn\u00e9tique est une \u00e9nergie suppl\u00e9mentaire ET mag= – m \u22c5 B \u22c5 cos \u2061 e \u2261 – m z\u22c5 B \u2261 – c J zB {DisplayStyle e_ {mathrm {mag}} = – mu cdot bcdot cos theta equiv -mu _ {z} cdot bequiv -gamma j_ {z} b} a, bien que m Avec {displaystyle mu _ {z}} celui aussi B\u2192{displayStyle {vec {b}}} composant parall\u00e8le des vecteurs \u03bc\u2192{displayStyle {thing {hu}}} IS et la direction du champ a \u00e9t\u00e9 choisie comme un axe z. En outre J Avec {displaystyle j_ {z}} Les nombres quantiques m J = – J , – ( J – d’abord ) , … , J {displayStyle m_ {j} = – j, – (j-1), dots, j} appartenir (voir quantum directionnel), diviser le niveau en autant Niveaux de marin sur. Vos \u00e9nergies sont ET mJ= – c \u210f m JB  . {displayStyle e_ {m_ {j} = -gamma hbar m_ {j} b.} Mouvement de pr\u00e9-proc\u00e9dure [ Modifier | Modifier le texte source ]] Selon la m\u00e9canique quantique, aucun mouvement ne peut \u00eatre lu sur un seul \u00e9tat de Zeeman, ni la rotation autour de l’axe circulaire ni la pr\u00e9cession de l’axe circulaire autour de la Avec {displayStyle avec} -Axe. En tant que propre \u00e9tat \u00e0 une \u00e9nergie ET m {displayStyle e_ {m}} La condition est stationnaire, c’est-\u00e0-dire H. Au fil du temps, sa forme ne change pas, mais seulement la phase m\u00e9canique quantique de son vecteur d’\u00e9tat en utilisant le facteur de phase C’est – je Emt \/\u210f Mmplay Slelele Eley Myo Mume Yy IK? . Les conditions d’\u00e9nergie diff\u00e9rentes modifient votre phase diff\u00e9remment. Dans le cas du num\u00e9ro quantique magn\u00e9tique m {displaystyle m} Diviser les \u00c9tats de Zeeman avec l’\u00e9nergie ET m = – m \u210f Oh L MMS Slepent It Stisy il emp\u00eache rapidement les raffines Happifome Emp m Est le facteur de phase donc C’est je m \u03c9Lt {displayStyle e ^ {i, m, Omega _ {l}, t}} . Et m \u210f {displaystyle mhbar} Surtout la particularit\u00e9 pour Avec {displayStyle avec} -K composant de l’impulsion rotative de l’\u00e9tat de Zeeman pertinent est, ce facteur de phase signifie la m\u00eame chose qu’une rotation autour de l’angle Phi = Oh L t {DisplayStyle Varphi = Omega _ _ {l} t} autour de l’axe z. Pour un seul \u00e9tat de Zeeman, cette phase ou cette rotation ne s’exprime en aucun fait observable, uniquement dans la m\u00e9canique quantique en principe tout facteur de phase du vecteur d’\u00e9tat associ\u00e9. Un rotatif Mouvement au Avec {displayStyle avec} -Een axe ne peut \u00eatre observ\u00e9 que dans un \u00e9tat qu’\u00e0 tout moment, une certaine direction \u00e0 travers le Avec {displayStyle avec} -Een axe de mani\u00e8re mesurable. Pour ce faire, il doit \u00eatre une superposition de plusieurs \u00c9tats de Zeeman. Quel axe perpendiculaire Avec {displayStyle avec} -MACHS d\u00e9pend alors de la phase relative de ses composants Zeeman. Par exemple, une particule avec spin peut 12{displayStyle {tfrac {1} {2}}} Les \u00c9tats de Zeeman | m = + 12\u27e9 {displayStyle | m {mathord {=}} + {tfrac {1} {2}} Hangle} et | m = – 12\u27e9 {displayStyle | m {mathord {=}} – {tfrac {1} {2}} Hangle} avoir, et celui + X {displaystyle + x} -Chle-orient\u00e9 l’\u00e9tat est d\u00fb \u00e0 la superposition ( |+12\u27e9 + |\u221212\u27e9 ) {displayStyle Left (| {Mathord {+}} {tfrac {1} {2}} Hangle + | {Mathord {-}} {tfrac {1} {2}} Rangle)} \u00c9tant donn\u00e9 (\u00e0 l’exception d’un facteur commun, voir \u00e9galement les propri\u00e9t\u00e9s du spin). Si les phases des deux composants se sont d\u00e9velopp\u00e9es de 90 \u00b0 pour une raison quelconque, la condition est appel\u00e9e (sauf pour un facteur commun) ( |+12\u27e9 + je |\u221212\u27e9 ) {displayStyle Left (| {mathord {+}} {tfrac {1} {2}} Hangle + i | {mathord {-}} {tfrac {1} {2}} ring et a le rotation apr\u00e8s le + et {displaystyle + y} -Een -axis align\u00e9. Apr\u00e8s une diff\u00e9rence de phase suppl\u00e9mentaire de 90 \u00b0, la condition est appel\u00e9e ( |+12\u27e9 – |\u221212\u27e9 ) {displayStyle Left (| {mathord {+}} {tfrac {1} {2}} Hangle – | {mathord {-}} {tfrac {1} {2}} Rangle droite)} et est apr\u00e8s – X {displaystyle -x} align\u00e9 etc. Au fur et \u00e0 mesure que les vecteurs d’\u00c9tat individuels changent comme s’ils changeaient tous sur le m\u00eame angle Phi = Oh L t {DisplayStyle Varphi = Omega _ _ {l} t} au Avec {displayStyle avec} -Een axe aurait \u00e9t\u00e9 tourn\u00e9, la m\u00eame superposition d\u00e9crit maintenant un \u00e9tat qui a vraiment fait cette rotation. Au d\u00e9but, il a montr\u00e9 une polarisation qui n’\u00e9tait pas parall\u00e8le \u00e0 Avec {displayStyle avec} -Een axe, puis il montre plus tard la m\u00eame forme et la m\u00eame force de polarisation, mais dans une direction tourn\u00e9e en cons\u00e9quence. En d’autres termes: le syst\u00e8me d\u00e9crit tourne enti\u00e8rement avec la vitesse angulaire Oh L {displayStyle Omega _ {l}} , en accord complet avec la vue. Ici, il devient clair que le clivage \u00e9nerg\u00e9tique des \u00e9tats de l’impulsion rotative comme dans l’effet Zeeman permet une illustration spatiale aussi simple car elle est \u00e9quidistante. Une division proportionnelle au carr\u00e9 du nombre quantique magn\u00e9tique, comme. B. En raison de l’interaction du couple du quadrupol \u00e9lectrique avec un champ \u00e9lectrique inhomog\u00e8ne, cela ne peut pas \u00eatre interpr\u00e9t\u00e9. Lorsque vous travaillez avec un faisceau d’ions polaris\u00e9 en spin, la pr\u00e9cision de Larmor peut \u00eatre d\u00e9rangeante lorsque les croisements des jets comptent – comme un film ou un gaz. Si un ion attrape un \u00e9lectron, le vecteur de spin de cet ion pr\u00e9c\u00e8de alors la direction (al\u00e9atoire) du moment magn\u00e9tique beaucoup plus grand de l’\u00e9lectron, de sorte que la polarisation du faisceau diminue. Dans le cas d’un film derri\u00e8re lequel le vide pr\u00e9vaut, l’\u00e9lectron captur\u00e9 peut rester li\u00e9 de fa\u00e7on permanente; Ensuite, apr\u00e8s une p\u00e9riode de pr\u00e9cession, tous lespins ions ont \u00e0 nouveau leurs directions d’origine et la polarisation est revenue \u00e0 la valeur initiale. Si la vitesse des ions correspond \u00e0 un itin\u00e9raire facilement mesurable par circulation Lamor, une polarisation en forme de sinus et augmentation peut donc \u00eatre mesur\u00e9e le long du chemin du faisceau. Cela a \u00e9t\u00e9 d\u00e9montr\u00e9 dans une exp\u00e9rience avec des Deuterons polaris\u00e9s d’environ 160 keV. [d’abord] En rayonnant une zone de changement magn\u00e9tique, les transitions entre les niveaux divis\u00e9es dans l’effet Zeeman sont stimul\u00e9es si la fr\u00e9quence du champ correspond \u00e0 la fr\u00e9quence de Larmor (r\u00e9sonance). Avec une fr\u00e9quence variable, un spectre d’absorption est cr\u00e9\u00e9 avec une ligne d’absorption visible. Selon l’objet observ\u00e9, cette m\u00e9thode signifie une r\u00e9sonance de spin \u00e9lectronique ou une r\u00e9sonance de r\u00e9sonance magn\u00e9tique et permet de mesures une pr\u00e9cision extr\u00eame. Par exemple, l’influence de la liaison chimique de l’atome et de son environnement plus large peut \u00eatre mesur\u00e9e dans le cas de la r\u00e9sonance de spin magn\u00e9tique car elle modifie le noor magn\u00e9tique dans le c\u0153ur du noyau (d\u00e9calage chimique). Cette absorption de l’\u00e9nergie peut \u00e9galement \u00eatre comprise macroscopiquement, car une zone de changement polaris\u00e9e lin\u00e9aire contient une proportion polaris\u00e9e circulaire qui, lorsque la fr\u00e9quence correcte sur le dipol pr\u00e9c\u00e9dent (dans son syst\u00e8me de repos), exerce un moment constant. S’il a la direction “comme s’il voulait acc\u00e9l\u00e9rer l’intimit\u00e9”, le gyro est aliment\u00e9 au gyro. Cependant, il ne peut pas le sauver sous la forme d’une confidentialit\u00e9 plus rapide, car la fr\u00e9quence Larmor est fixe. Au lieu de cela, le rond-point porte l’\u00e9nergie – au classiquement vif – en \u00e9largissant l’angle de r\u00e9glage (loin du champ constant B\u2192{displayStyle {vec {b}}} ) sur, \u00e0 une m\u00e9canique quantique, par une d\u00e9pendance en croissance correspondante aux \u00e9tats du Zeeman. Sur un grand kit de jouets pr\u00e9c\u00e9d\u00e9 dans le champ lourd, vous pouvez observer directement le comportement classique si vous essayez d’acc\u00e9l\u00e9rer (ou de ralentir) la pr\u00e9cession. Gerthsen, Kneser, oiseau: la physique . 13. Edition, Springer 1977, ISBN 978-3-662-09311-5, page 478 W. Zinth, H.-J. K\u00f6rner: Optique, ph\u00e9nom\u00e8nes quantiques et structure des atomes. Oldenbourg Verlag 1998, ISBN 3-486-24054-4, page 256 Spectroscopie de RMN 13C , H.-O. Kalinowski, S. Berger, S. Braun; Georg Thieme Verlag Spectroscopie de RMN 13C , E. Breitmaire, G. Braun; Georg Thieme Verlag (un livre d’exercices) \u2191  W. W. Lindstrom, R. Garrett, U. von M\u00f6llendorff: d\u00e9polarisation des Deuterons \u00e0 faible \u00e9nergie par ramassage \u00e9lectronique. Instruments et m\u00e9thodes nucl\u00e9aires Band 93 (1971) S. 385       (adsbygoogle = window.adsbygoogle || []).push({});after-content-x4"},{"@context":"http:\/\/schema.org\/","@type":"BreadcrumbList","itemListElement":[{"@type":"ListItem","position":1,"item":{"@id":"https:\/\/wiki.edu.vn\/all2fr\/wiki1\/#breadcrumbitem","name":"Enzyklop\u00e4die"}},{"@type":"ListItem","position":2,"item":{"@id":"https:\/\/wiki.edu.vn\/all2fr\/wiki1\/larmorprazession-wikipedia\/#breadcrumbitem","name":"Larmorpr\u00e4zession \u2013 Wikipedia"}}]}]