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By Jean-Marc Nuzillard

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Les axes Oz et OZ restant en permanence confondus, on a : k = k ′ . Ce changement de repère apporte le résultat souhaité (annexe A pour le détail des calculs), à savoir de faire disparaître les termes dépendants du temps. 29 CHAPITRE 2. RMN PAR TF 22 y Y − → − → k = k′ − →  ′ − →  X − → ı ′ ω rf t − → ı O x F IG . 4 – Référentiel du laboratoire et référentiel tournant. 8. 32) Z − → Ω0 − →′ k O → − eff − →eff Ω = − Bγ Y − →  ′ − → Ω1 − → u φ − → ı ′ X F IG . 5 – Action d’une impulsion de RF, vue dans le référentiel tournant.

L’utilisation de la RMN comme outil analytique nécessite la détermination expérimentale du mouvement de l’aimantation. Des résultats de cette mesure apparaissent les caractéristiques des différentes populations de noyaux contenus dans l’échantillon. La "bobine" qui transmet l’impulsion de courant de radiofréquence est à son tour le siège d’une tension électrique alternative due au mouvement de l’aimantation de l’échantillon. Cette tension est appelée tension induite. Dans un alternateur une partie mobile aimantée (rotor) tourne dans un enroulement conducteur fixe (stator) ; c’est très exactement de qui se passe en RMN où l’aimantation de l’échantillon est mobile par rapport à la bobine fixe.

Nous avons − → souligné qu’un champ magnétique linéaire B 1 de pulsation ω rf résulte de la superposition de deux champs tournants de pulsation +ω rf et −ω rf . Dans les conditions usuelles où ω0 et ω rf sont très proches, +ω rf et −ω rf sont nécessairement très éloignées. Cela justifie CHAPITRE 2. RMN PAR TF 26 − → le fait qu’une seule composante circulaire de B 1 soit prise en compte dans les calculs. Z M Ω0 Ωeff Y Ω1 X F IG . 8 – Excitation très loin de la résonance. 2. 36) sachant que le référentiel tournant tourne autour du référentiel du laboratoire à la pulsation ω rf .