Рассмотрим сначала действие одиночного импульса высокочас­тотного поля длительностью т на систему ядерных магнитных мо­ментов, поляризованных сильным постоянным магнитным полем #о. Импульс перпендикулярного Я0 переменного поля резонансной частоты отклоняет результирующий вектор ядерной намагниченно­сти м от равновесного направления, совпадающего с направлени­ем #о, на угол, определяемый при т2 длительностью импуль­

са и амплитудой высокочастотного поля. После прекращения действия импульса вектор М свободно прецессирует вокруг направ­ления Н0 с ларморовой частотой v0= |у (2я)-1Я0, постепенно воз­вращаясь к равновесному положению (рис. 8.2).

Рост компонента Mz, параллельного Н0, определяется продоль­ным временем релаксации Х. Убывание вращающегося компонен­та Мхуу перпендикулярного Н0, определяется поперечным временем релаксации т2 и неоднородностью постоянного магнитного поля АН0 в объеме образца. Если расположить ось приемной катушки, содержащей образец, перпендикулярно Н0, то вращающийся компо­нент Мху наводит в ней э. д.с., спадающую во времени по экспонен­циальному закону с характеристическим временем 1/т2* = |у|ДЯо4~ + 1/т2. Огибающая этого процесса наблюдается на экране осцилло­графа, временная развертка которого запускается одновременно с началом импульса. Начальная амплитуда будет максимальной при отклонении вектора ядерной намагниченности за время действия импульса на 90° от направления поля. Этот способ пригоден для измерения только достаточно коротких времен т2 (т. е. 1/т2>*

>МД#о).

Для измерения более длительных Т2 используется так называе­те явление спинового эха, которое заключается в следующем. Вы - кочастотное поле подается на образец двумя интенсивными им - ульсами, разделенными интервалом времени Ь. Первый импульс тклоняет вектор ядерной намагниченности на 90° от направления оля. Так как магнитное поле внутри образца неоднородно, то екторы намагниченности разных элементов образца прецессируют разными ларморовыми частотами, образуя расходящийся во вре - ени «веер» векторов. Второй импульс высокочастотного поля по - орачивает этот «веер» на 180° относительно оси передающей ка - ушки. При этом те компоненты «веера», которые были первыми,, “танут последними. Поскольку компоненты «веера» продолжают «смещаться в том же направлении относительно центра распреде - “ения, «веер» начинает складываться. В момент времени 21 все ком­поненты «веера» сольются в единый вектор, после чего опять начи­нается разделение. На экране осциллографа в этот момент возника­ет сигнал, называемый сигналом спинового эха, длительно­стью порядка (|у|ДЯо)-1. Амплитуда этого сигнала убывает при увеличении интервала времени по экспоненциальному закону ехр (—2//т2), что и используется для измерения времени релак­сации т2.

Перемещение сегментов макромолекул на большие расстояния в результате теплового движения (самодиффузия) может вызывать дополнительное затухание амплитуды эхо-сигнала, если они успеют переместиться за время между импульсами из точек с одним зна­чением магнитного поля в точки с другим значением. С учетом само - диффузии амплитуда эхо-сигнала пропорциональна ехр (—2Цх2— —2Kt3), где K=lk(yG)2D Ф — коэффициент самодиффузии; G — градиент магнитного поля в образце). Если t/x2^>Kt3y то, из­меряя зависимость амплитуды эхо-сигнала от t, можно определить К. Если же t/x2<^Kt3, то можно определить К.

Для измерения времени релаксации Ti на образец подаются два импульса высокочастотного поля. Первый импульс поворачивает вектор намагниченности на 180° относительно направления посто­янного поля, после чего он уменьшается до нуля и затем растет до равновесного значения. В некоторый момент времени t этот про­цесс прерывается вторым импульсом, поворачивающим вектор на 90°, т. е. в плоскость, перпендикулярную направлению постоянного поля. Прецессирующий в этой плоскости вектор наводит затухаю­щий сигнал в приемной катушке. Начальная амплитуда этого сиг­нала зависит от интервала времени t между импульсами по закону

1— 2 ехр (—t/%x). При t=X In 2 сигнал пропадает; это означает, что значение вектора ядерной намагниченности в этот момент времени равно нулю.

Перечисленные выше способы позволяют определять времена ре­лаксации Х и т2 во всем диапазоне их значений независимо от не­однородности магнитного поля, чем выгодно отличаются от спосо­бов их определения при непрерывном возрастании высокочастотно­го поля на образец.

При исследовании молекулярной подвижности и структуры по­лимеров большое значение имеет изучение зависимости второго мо­мента, формы линии и времен релаксации от температуры. Для этой цели образец, обычно вместе с приемной катушкой (для сохра­нения высокого коэффициента заполнения), помещается в сосуд Дьюара, в котором поддерживается необходимая температура (обычно от температуры жидкого азота и выше).