Рівняння Блоха

Нехай M(t) = (M_x(t), M_y(t), M_z(t)) є ядерною намагніченістю. Тоді рівняння Блоха записуються:

${\displaystyle {\frac {dM_{x}(t)}{dt}}=\gamma (\mathbf {M} (t)\times \mathbf {B} (t))_{x}-{\frac {M_{x}(t)}{T_{2}}},}$ 

${\displaystyle {\frac {dM_{y}(t)}{dt}}=\gamma (\mathbf {M} (t)\times \mathbf {B} (t))_{y}-{\frac {M_{y}(t)}{T_{2}}},}$ 

${\displaystyle {\frac {dM_{z}(t)}{dt}}=\gamma (\mathbf {M} (t)\times \mathbf {B} (t))_{z}-{\frac {M_{z}(t)-M_{0}}{T_{1}}},}$ 

де ${\displaystyle \gamma }$  — гіромагнітне співвідношення, а ${\displaystyle \mathbf {B} (t)=(B_{x}(t),B_{y}(t),B_{0}+\Delta B_{z}(t))}$  — магнітне поле, що діє на ядро. z-ва складова магнітного поля B часто є сумою двох членів:

• перший, ${\displaystyle B_{0}}$ , сталий у часі,
• інший, ${\displaystyle \Delta B_{z}(t)}$ , може залежати від часу. У магнітно-резонансній томографії він допомагає декодувати сигнал ЯМР.

M(t) × B(t) позначає векторний добуток. M₀ є постійною намагніченістю, що орієнтована вздовж осі z. T₁ та T₂ - часи релаксації, поздовжньої та поперечної.

Без врахування релаксації (в граничному випадку ${\displaystyle T_{1},T_{2}\rightarrow \infty }$  рівняння спрощується до

${\displaystyle {\frac {d\mathbf {M} (t)}{dt}}=\gamma \mathbf {M} (t)\times \mathbf {B} (t)}$ ,

що описує Ларморову прецесію намагніченості.

У матричній формі рівняння мають вигляд:

${\displaystyle {\frac {d}{dt}}\left({\begin{array}{c}M_{x}\\M_{y}\\M_{z}\end{array}}\right)=\left({\begin{array}{ccc}-{\frac {1}{T_{2}}}&\gamma B_{z}&-\gamma B_{y}\\-\gamma B_{z}&-{\frac {1}{T_{2}}}&\gamma B_{x}\\\gamma B_{y}&-\gamma B_{x}&-{\frac {1}{T_{1}}}\end{array}}\right)\left({\begin{array}{c}M_{x}\\M_{y}\\M_{z}\end{array}}\right)+\left({\begin{array}{c}0\\0\\{\frac {M_{0}}{T_{1}}}\end{array}}\right)}$ 

Рівняння Блоха є макроскопічними, тобто вони описують усереднену намагніченість великого числа ядер.

Вектор намагніченості обертається з ларморовою частотою в постійному магнітному полі. Тому рівняння Блоха набувають зручної форми в такій системі відліку. Зокрема, якщо не враховувати поперечну релаксацію, поперечна складова намагніченості залишається сталою.

У змінному поперечному полі, що задається формулами

${\displaystyle B_{x}(t)=B_{1}\cos \omega t}$ 

${\displaystyle B_{y}(t)=-B_{1}\sin \omega t}$ 

${\displaystyle B_{z}(t)=B_{0}}$ ,

вводячи позначення ${\displaystyle \epsilon =\gamma B_{1}}$  та ${\displaystyle \Delta =\gamma B_{0}-\omega ,}$ 

матрична форма рівнянь Блоха набирає вигляду

${\displaystyle {\frac {d}{dt}}\left({\begin{array}{c}M'_{x}\\M'_{y}\\M'_{z}\end{array}}\right)=\left({\begin{array}{ccc}-{\frac {1}{T_{2}}}&\Delta &0\\-\Delta &-{\frac {1}{T_{2}}}&\epsilon \\0&-\epsilon &-{\frac {1}{T_{1}}}\end{array}}\right)\left({\begin{array}{c}M'_{x}\\M'_{y}\\M'_{z}\end{array}}\right)+\left({\begin{array}{c}0\\0\\{\frac {M_{0}}{T_{1}}}\end{array}}\right).}$ 

Тут

${\displaystyle M_{xy}'(t)=e^{+i\Omega t}M_{xy}(t)=M_{x}'+iM_{y}'\,}$ 

${\displaystyle M_{z}'(t)=M_{z}(t).}$ 

${\displaystyle \Omega }$  - частота обертання системи відліку, що в особливо зручному випадку дорівнює ларморовій частоті ${\displaystyle \omega _{0}=\gamma B_{0}.}$