Tekst źródłowy strony Zero- i niskopolowy magnetyczny rezonans jądrowy

[[Plik:ZULF apparatus.png|mały|upright=1.2|W zeropolowym MRJ badana próbka (''Reaction Mixture'') jest wprowadzana do wewnątrz ekranu magnetycznego ('''Magnetic Shielding''') i umieszczana w pobliżu sensora magnetometru atomowego (''Magnetometer''). Źródłem [[Spektroskopia magnetycznego rezonansu jądrowego#Podstawy fizyczne|impulsów cyklu MRJ]] jest zestaw [[Cewka|cewek]] (''Pulse Coil''), generujących precyzyjnie kontrolowane pola magnetyczne<ref name="Dudari2020" />.]]
'''Zero- i niskopolowy magnetyczny rezonans jądrowy'''{{refn|grupa=uwaga|Czasem niepoprawnie nazywana [[Spektroskopia jądrowego rezonansu kwadrupolowego|spektroskopią jądrowego rezonansu kwadrupolowego]]<ref name="Santhoff" />.}} (ZULF NMR, z {{ang.|Zero to Ultra-Low Fields Nuclear Magnetic Resonance}}) – metoda [[Spektroskopia magnetycznego rezonansu jądrowego|spektroskopii magnetycznego rezonansu jądrowego]] pozwalająca na badanie [[Widmo (spektroskopia)|widm]] [[Związek chemiczny|związków chemicznych]] o magnetycznie aktywnych jądrach ([[Spin (fizyka)|spin]] 1/2 i większy) w dobrze ekranowanym od zewnętrznych [[Pole magnetyczne|pól magnetycznych]] otoczeniu (włącznie z niwelacją [[Ziemskie pole magnetyczne|ziemskiego pola magnetycznego]])<ref name="Ledbetter" />.

Warunki niezbędne do badań w zakresie ZULF osiąga się metodami zarówno pasywnymi (np. ekrany z [[mumetal]]u), jak i aktywnymi (wytwarzanie pól kompensujących pola otoczenia). Jest to podejście odmienne od zazwyczaj stosowanego w MRJ, które wymagają silnych pól magnetycznych, wytwarzanych za pomocą magnesów [[Nadprzewodnictwo|nadprzewodzących]]. W doświadczeniach ZULF dominującym oddziaływaniem są sprzężenia między [[spin (fizyka)|spinami]] [[Jądro atomowe|jąder atomów]] tworzących badane [[Cząsteczka|molekuły]] (sprzężenia [[Jądrowa stała sprzężenia spinowo-spinowego|spin-spin]]), podczas gdy oddziaływania spinu z zewnętrznymi polami magnetycznymi mają charakter zaburzenia (perturbacji ewolucji badanych spinów)<ref name="Theis2013" /><ref name="Wilzewski" />. Badania w zakresie nisko- i zeropolowym w pewnych aspektach mają znaczną przewagę nad tradycyjnymi metodami MRJ: niejednorodne poszerzenie linii widmowych spowodowane [[Podatność magnetyczna|podatnością magnetyczną]] jest ograniczone dla próbek w jednorodnym otoczeniu, a sygnały ZULF, będąc sygnałami niskich częstotliwości, łatwo przenikają przez przewodniki np. [[metale]]. Szczególnie ta ostatnia cecha wyróżnia się korzystnie na tle metod tradycyjnych, gdzie spektroskopia może być wykonywana jedynie w pojemnikach szklanych, [[kwarc]]owych i ceramicznych<ref name="Dudari2020" />.

Do rejestracji sygnałów spinowych w tradycyjnym, wysokopolowym MRJ wykorzystywane są [[Czujnik indukcyjny|sensory indukcyjne]], jednak ich wydajność dla typowych badań w zakresie ZULF jest zbyt mała ze względu na niskie częstotliwości sygnałów wytwarzanych w doświadczeniach ZULF (zwykle w przedziale od ok. 1 Hz do 1 kHz). Dopiero sensory wynalezione z początkiem XXI w., jak [[SQUID]]<ref name="Greenberge98t" />, [[magnetorezystor]]y i optyczne magnetometry atomowe<ref name="Ledbetter09" /> (np. magnetometry ''Spin Exchange Relaxation Free''), umożliwiły bezpośrednią rejestrację widma rezonansu magnetycznego w tym zakresie<ref name="Tayler" />. Wcześniejsze badania wykorzystywały metody pośrednie. Próbka przygotowywana była w obszarze dobrze ekranowanym od zewnętrznych pól (zakres ZULF), a następnie, w celu detekcji sygnałów sensorami indukcyjnymi, szybko przenoszona w obszar wysokiego pola, zwykle systemem pneumatycznym. Przykładem udanych badań ZULF MRJ są eksperymenty z wykorzystaniem magnetometru atomowego z komórką z parami [[rubid]]u<ref name="Sheng" /><ref name="Tushna" />.

Problem wytwarzania dużej polaryzacji spinowej w próbce bez użycia silnego pola magnetycznego, która potrzebna jest do uzyskania wyraźnych sygnałów MRJ w zakresie ZULF, rozwiązuje się zwykle, stosując metody {{link-interwiki|Hiperpolaryzacja (fizyka)|tekst=hiperpolaryzacji|Q=Q1641079}}<ref name="Halse" />.

== Mechanizm MRJ w niskim i zerowym polu magnetycznym ==
=== Hamiltonian ===
Swobodną ewolucję spinów jądrowych opisuje [[hamiltonian]] <math>(\hat{H}),</math> w którym w przypadku magnetycznego rezonansu jądrowego w cieczach wyróżnić można dwie części. Pierwsza <math>(\hat{H}_z)</math> opisuje oddziaływanie [[Efekt Zeemana|zeemanowskie]] między spinami ośrodka a zewnętrznym polem magnetycznym, w tym [[Spektroskopia magnetycznego rezonansu jądrowego#Przesunięcie chemiczne|przesunięcie chemiczne]] <math>(\sigma).</math> Druga część <math>(\hat{H}_J)</math> opisuje pośrednie sprzężenie spin-spin (inaczej [[Jądrowa stała sprzężenia spinowo-spinowego|sprzężenie-J]]).
:: <math>\hat{H}=\hat{H}_z+\hat{H}_J,</math>

gdzie:
* <math>\hat{H}_z=-\hbar\sum_a\gamma_a(1-\sigma_a)\hat{I}_a\cdot B_0,</math>
* <math>\hat{H}_J=-2\pi\hbar \sum_{a>b} J_{ab}\hat{I}_a\cdot\hat{I}_b.</math>

Sumowanie następuje po całym układzie sprzężonych spinów, <math>\hbar</math> oznacza [[Stała Plancka#Stała Diraca|zredukowaną stałą Plancka]], <math>\gamma_a</math> to [[Stosunek żyromagnetyczny|czynnik żyromagnetyczny]] spinu <math>a,</math> <math>\sigma_a</math> to izotropowa część przesunięcia chemicznego dla <math>a</math>-tegospinu, <math>\hat{I}_a</math> to operator spinu dla <math>a</math>-tego spinu, <math>B_0</math> oznacza zewnętrzne pole magnetyczne odczuwane przez wszystkie rozważane spiny, a <math>J_{ab}</math> to stała sprzężenia J spinów <math>a</math> i <math>b.</math>

Względna siła oddziaływań magnetycznych <math>\hat{H}_z</math> i <math>\hat{H}_J,</math> a więc także dynamika całego systemu, zależy silnie od zewnętrznego pola magnetycznego. Przykładowo w klasycznym MRJ <math>|B_0|</math> jest zazwyczaj większa niż 1 [[Tesla (jednostka)|T]], więc częstotliwość Larmora <math>\nu_0=-\gamma B_0/2\pi</math> dla <sup>1</sup>H jest większa niż 10 MHz. Jest więc znacznie większa niż częstotliwość (siła) sprzężenia <math>J,</math> które zazwyczaj zawierają się w przedziale od kilku do kilkuset Hz. W tym zakresie <math>\hat{H}_J</math> jest zaburzeniem dla <math>\hat{H}_z.</math> Przeciwnie dla pól z zakresu nanotesli – częstotliwości Larmora mogą być znacznie mniejsze niż sprzężenia <math>J,</math> a wtedy <math>\hat{H}_J</math> dominuje dynamikę oddziaływania<ref name="Levitt2008" />.

=== Polaryzacja ===
Ponieważ siła sygnału MRJ jest proporcjonalna do [[Magnetyzacja|magnetyzacji]] spinowej ośrodka, zanim sygnały pochodzące od spinów mogą zostać wykryte eksperymentalnie, należy spolaryzować układ spinów jądrowych. Istnieje wiele metod polaryzacji. Najprostsza polega na zwykłym, termodynamicznym uporządkowaniu spinów w zewnętrznym polu magnetycznym, na drodze [[Efekt Zeemana|oddziaływania zeemanowskiego]]. Następnie dokonuje się względnie szybkiego transferu próbki w niskopolowy obszar detekcji. Uzyskana w ten sposób polaryzacja jest jednak bardzo niewielka i nawet przy wykorzystaniu silnego pola rzędu 1 T jest rzędu 10<sup>−6</sup>. Oznacza to, że za mierzoną w eksperymencie magnetyzację z każdego miliona spinów odpowiadają pojedyncze nadmiarowe spiny ustawione w kierunku pola<ref name="Nave" />.

Zazwyczaj stosowane są znacznie wydajniejsze metody tzw. hiperpolaryzacji, jak np. [[pompowanie optyczne]] z wymianą spinu (SEOP)<ref name="Goodson" />, SABRE ({{ang.|signal amplification by reversible exchange}})<ref name="Richardson" />, polaryzacja [[Wodór#Ortowodór i parawodór|parawodorem]] (PHIP)<ref name="Theis" /><ref name="Green" /> i dynamiczna polaryzacja jądrowa (DNP)<ref name="Jannin" />.

=== Wzbudzenie i manipulacja spinów ===
[[Plik:Spin evolution.png|mały|upright=2.2|Stan równowagi termodynamicznej pary <sup>1</sup>H-<sup>13</sup>C w silnym polu magnetycznym to sytuacja, w której oba spiny są spolaryzowane wzdłuż głównego kierunku pola magnetycznego B<sub>0</sub> (przy czym polaryzacja jądra wodoru jest około czterokrotnie większa niż węgla). Jest to stan stacjonarny układu i nie zmienia się z czasem. Jeśli pole zostanie nieadiabatycznie (nagle) wyłączone, stan ten zacznie ewolucję. Polaryzacja ośrodka będzie oscylować między spinami <sup>1</sup>H, a <sup>13</sup>C z częstością zależną od częstotliwości sprzężenia J (w tym przypadku 210 Hz). Pomiar takiego sygnału daje widmo ZULF MRJ (''J-spectrum'')]]

Doświadczenia MRJ wymagają wytworzenia chwilowego, niestacjonarnego stanu w układzie spinowym. W klasycznym, wysokopolowym MRJ magnetyzacja ośrodka jest obracana do kierunku prostopadłego względem głównego kierunku pola impulsem o [[Częstotliwość radiowa|częstotliwości radiowej]]. Takie ustawienie jest niestacjonarne (nie jest [[Stan kwantowy#Stan czysty i mieszany|stanem własnym Hamiltonianu]]) więc zaczyna precesować wokół głównego kierunku pola magnetycznego. [[Precesja]] jądrowych momentów magnetycznych tworzy zmienne pole magnetyczne, które można wykryć<ref name="Levitt2008" />.

W doświadczeniach ZULF stan niestacjonarny układu wytwarzany jest impulsami stałego pola magnetycznego. Dwa główne podejścia do problemu to: (1) przełączanie zewnętrznego pola magnetycznego z wysokich natężeń do ultraniskich i (2) [[Przemiana adiabatyczna|adiabatyczne]] zmniejszanie natężenia pola magnetycznego, w jakim znajduje się próbka, w celu konwersji populacji zeemanowskich do populacji zeropolowych stanów własnych, a następnie wytworzenie między nimi spójności (koherencji) impulsem stałego pola magnetycznego. W najprostszym przypadku pary dwóch jąder atomowych różnych pierwiastków sprzężonych spinowo obie te metody wzbudzają oscylacje między podpoziomem 0 stanu singletowego i podpoziomem 0 stanu trypletowego, które wytwarzają wykrywalne zmienne pole magnetyczne.
Zaproponowano także bardziej wyrafinowane sekwencje impulsów, w tym impulsy wzbudzające selektywnie tylko wybrane stany<ref name="Sjolander1" />, a także eksperymenty na układach efektywnie zredukowanych do dwóch wymiarów i metody odsprzęgania ({{ang.|decoupling schemes}})<ref name="Sjolander2" />.

=== Detekcja sygnałów ===
[[Plik:ZULF regimes.gif|mały|upright=1.5|Widmo MRJ pochodzące od pary spinowej <sup>1</sup>H-<sup>13</sup>C o częstotliwości sprzężenia J-coupling 100 Hz dla wartości zewnętrznego pola magnetycznego zmieniającej się od zerowego (zero), przez ultra-niskie (''ultra-low''), niskie (''low''), pseudo wysokie (''pseudo high''), do wysokiego (''high'')]]
[[Plik:High- and zero-field spectra.png|thumb|upright=2|Porównanie widm MRJ w wysokich polach i w zakresie pól ZULF pochodzących z próbki [[Kwas octowy|kwasu octowego]] i kwasu bromooctowego, znakowanych węglem <sup>13</sup>C. W wysokich polach spiny jądrowe różnych izotopów precesują z różnymi częstotliwościami, skutkując pojawieniem się w widmie wyraźnie oddzielonych sygnałów <sup>1</sup>H i <sup>13</sup>C, rozszczepionych z powodu rezonansów spin-spin. Ponieważ w zakresie pól ZULF nie ma rozszczepień spowodowanych efektem Zeemana, częstotliwości linii widmowych zależą jedynie o sprzężeń spinowych.]]

Sygnały MRJ zwykle wykrywa się indukcyjnie, ale metoda ta nie jest wystarczająco czuła do wykrywania promieniowania elektromagnetycznego niskich częstotliwości wytwarzanego przez ewoluujące spiny w eksperymentach ZULF. Ponieważ niemożliwe było zaobserwowanie sygnału oscylacji magnetyzacji wprost, wczesne metody detekcji prowadzone w próbkach [[Ciało stałe|ciał stałych]] stosowały techniki szybkiego przełączania pola (FFC – {{ang.|fast filed cycling}}). Metoda FFC ma trzy kroki: przygotowanie, ewolucję i detekcję. Na etapie przygotowania próbkę magnetyzuje się (polaryzuje spinowo), umieszczając ją w silnym polu magnetycznym. Następnie pole jest gwałtownie wyłączane (sprowadzane do zera lub prawie zera), a magnetyzacja podlega ewolucji opisanej hamiltonianem zeropolowym. Po wybranym czasie oczekiwania pole magnetyczne włączane jest ponownie, a sygnał, czyli wartość magnetyzacji po danym okresie oczekiwania, jest rejestrowany indukcyjnie w warunkach wysokiego pola. W jednym cyklu otrzymywany jest jeden punkt w ewolucji czasowej układu. Całkowity obraz ewolucji magnetyzacji otrzymuje się metodą „punkt po punkcie”, powtarzając cykl dla różnych wartości czasu oczekiwania. W efekcie otrzymuje się sygnał w postaci tłumionych oscylacji, których [[Transformacja Fouriera|transformata Fouriera]] daje [[Spektroskopia absorpcyjna|widmo absorpcyjne]] ZULF MRJ<ref name="Weitekamp" />.

Powstanie i rozwój bardzo czułych metod magnetometrii, jak [[SQUID]], [[Magnetoopór|magnetooporniki]] i atomowe magnetometry typu [[Magnetometr SERF|SERF]] pozwoliły na detekcję sygnałów ZULF MRJ wprost, czyli na rejestrację całego zaniku magnetyzacji w jednym pomiarze, w warunkach zeropolowych. Spośród wymienionych magnetometry SQUID mają bardzo wysoką czułość, ale wymagają temperatur kriogenicznych, co czyni je niepraktycznymi dla zastosowań chemicznych i biologicznych. Magnetooporniki są znacznie łatwiejsze do zastosowania, a ich względnie mniejszą czułość można częściowo skompensować, umieszczając je znacznie bliżej próbki, niż jest to możliwe w przypadku czujnika SQUID. Najczęściej stosuje się jednak pompowane optycznie magnetometry atomowe, które łączą wysoką czułość z niewielkimi rozmiarami i wymaganiami technicznymi, pozwalającymi na umieszczenie sensora tuż przy badanym materiale<ref name="Savukov" />.

== Definicja zakresu pól ZULF ==
Granice między zerowym, ultraniskim, niskim i wysokim polem magnetycznym w badaniach MRJ nie są ściśle zdefiniowane, ale zwyczajowo stosowane przybliżone definicje można znaleźć w opisach doświadczeń z niewielkimi cząsteczkami w roztworach. Przejście między zerowym i ultraniskim polem magnetycznym jest zwykle zdefiniowane jako wartość pola magnetycznego, dla której częstość [[Wzór Larmora|precesji Larmora]] badanych spinów jest w porównywalna z [[Spektroskopia magnetycznego rezonansu jądrowego#Podstawy fizyczne|odwrotnością czasu relaksacji (rate, rata, tempo) sygnału NMR]]. Inaczej mówiąc, w polu magnetycznym, które na potrzeby metody ZULF można uznać za „zerowe”, relaksacja spinowa jest znacznie szybsza od precesji spowodowanej zewnętrznym polem magnetycznym. Granica między polem ultraniskim i niskim jest zwyczajowo definiowana jako natężenie pola, przy którym wartości różnic częstości precesji Larmora między różnymi spinami jądrowymi w próbce zrównuje się z częstotliwością sprzężeń spin-spin. Inaczej w polu ultraniskim, sprzężenia spin-spin dominują nad [[Efekt Zeemana|oddziaływaniem zeemanowskim]], które można traktować jak zaburzenie. Granica między polami niskimi a wysokimi jest szczególnie rozmyta i stosowanie tych pojęć silnie zależy od konkretnego rozpatrywanego zagadnienia. W ujęciu ZULF MRJ granica jest definiowana jako wartość pola magnetycznego, dla którego różnica [[Spektroskopia magnetycznego rezonansu jądrowego#Przesunięcie chemiczne|przesunięć chemicznych]] dla jąder tych samych [[Izotopy|izotopów]] zrównuje się z częstotliwością ich sprzężenia spin-spin. Przyjmowane definicje silnie zależą od właściwości badanych substancji, a granice zakresów mogą się różnić nawet o rzędy wielkości, w zależności od parametrów takich jak wartość spinów jądrowych, siła sprzężeń spin-spin i czasy relaksacji spinowej<ref name="Eills" />.

== Zobacz też ==
* [[NMR w polu magnetycznym Ziemi]]

== Uwagi ==
{{Uwagi}}

== Przypisy ==
<references>
<ref name="Dudari2020">{{cytuj |autor = Dudari B. Burueva, James Eills, John W. Blanchard, Antoine Garcon, Román Picazo-Frutos, Kirill V. Kovtunov, Igor V. Koptyug, Dmitry Budker |tytuł = Chemical Reaction Monitoring using Zero-Field Nuclear Magnetic Resonance Enables Study of Heterogeneous Samples in Metal Containers |czasopismo = Angewandte Chemie International Edition |data = 2020-09-21 |data dostępu = 2021-12-14 |wolumin = 59 |numer = 39 |s = 17026–17032 |doi = 10.1002/anie.202006266 |pmid = 32510813 |pmc = PMC7540358 |język = en}}</ref>
<ref name="Eills">{{cytuj |url = https://blog.zulf.eu/BP1.php |tytuł = A Hitchhiker’s Guide to ZULF NMR |autor = J. Eills |data = 2020-09-03 |język = en |data dostępu = 2021-12-06}}</ref>
<ref name="Goodson">{{cytuj |autor = Boyd M. Goodson |tytuł = Nuclear Magnetic Resonance of Laser-Polarized Noble Gases in Molecules, Materials, and Organisms |czasopismo = Journal of Magnetic Resonance |data = 2002-04 |data dostępu = 2021-12-14 |wolumin = 155 |numer = 2 |s = 157–216 |doi = 10.1006/jmre.2001.2341 |język = en |dostęp = z}}</ref>
<ref name="Green">{{cytuj |autor = Richard A. Green, Ralph W. Adams, Simon B. Duckett, Ryan E. Mewis, David C. Williamson, Gary G.R. Green |tytuł = The theory and practice of hyperpolarization in magnetic resonance using parahydrogen |czasopismo = Progress in Nuclear Magnetic Resonance Spectroscopy |data = 2012-11 |data dostępu = 2021-12-14 |wolumin = 67 |s = 1–48 |doi = 10.1016/j.pnmrs.2012.03.001 |język = en |dostęp = z}}</ref>
<ref name="Greenberge98t">{{cytuj |autor = Ya. S. Greenberg |tytuł = Application of superconducting quantum interference devices to nuclear magnetic resonance |czasopismo = Reviews of Modern Physics |data = 1998-01-01 |data dostępu = 2021-12-14 |wolumin = 70 |numer = 1 |s = 175–222 |doi = 10.1103/RevModPhys.70.175 |język = en |dostęp = z}}</ref>
<ref name="Halse">{{cytuj |autor = Meghan E. Halse |tytuł = Perspectives for hyperpolarisation in compact NMR |czasopismo = Trends in Analytical Chemistry |data = 2016-10 |data dostępu = 2021-12-14 |wolumin = 83 |s = 76–83 |doi = 10.1016/j.trac.2016.05.004 |język = en |dostęp = o}}</ref>
<ref name="Jannin">{{cytuj |autor = Sami Jannin, Jean-Nicolas Dumez, Patrick Giraudeau, Dennis Kurzbach |tytuł = Application and methodology of dissolution dynamic nuclear polarization in physical, chemical and biological contexts |czasopismo = Journal of Magnetic Resonance |data = 2019-08 |data dostępu = 2021-12-14 |wolumin = 305 |s = 41–50 |doi = 10.1016/j.jmr.2019.06.001 |pmid = 31203098 |pmc = PMC6616036 |język = en}}</ref>
<ref name="Ledbetter">{{cytuj |autor = M. P. Ledbetter, T. Theis, J. W. Blanchard, H. Ring, P. Ganssle, S. Appelt, B. Blümich, A. Pines, D. Budker |tytuł = Near-Zero-Field Nuclear Magnetic Resonance |czasopismo = Physical Review Letters |data = 2011-09-01 |data dostępu = 2021-12-14 |wolumin = 107 |numer = 10 |s = 107601 |doi = 10.1103/PhysRevLett.107.107601 |język = en |dostęp = z}}</ref>
<ref name="Ledbetter09">{{cytuj |autor = M.P. Ledbetter, C.W. Crawford, A. Pines, D.E. Wemmer, S. Knappe, J. Kitching, D. Budker |tytuł = Optical detection of NMR J-spectra at zero magnetic field |czasopismo = Journal of Magnetic Resonance |data = 2009-07 |data dostępu = 2021-12-14 |wolumin = 199 |numer = 1 |s = 25–29 |doi = 10.1016/j.jmr.2009.03.008 |język = en |dostęp = z}}</ref>
<ref name="Levitt2008">{{cytuj |autor = Malcolm H. Levitt |tytuł = Spin dynamics. Basics of nuclear magnetic resonance |data = 2008 |isbn = 978-0-470-51118-3 |wydanie = 2 |miejsce = Chichester, England |oclc = 141380283}}</ref>
<ref name="Nave">{{cytuj |url = http://hyperphysics.phy-astr.gsu.edu/hbase/Nuclear/spinpol.html |tytuł = Nuclear Spin Polarization |autor = R. Nave |język = en |data dostępu = 2021-12-07}}</ref>
<ref name="Richardson">{{cytuj |autor = Peter M. Richardson, Andrew J. Parrott, Olga Semenova, Alison Nordon, Simon B. Duckett, Meghan E. Halse |tytuł = SABRE hyperpolarization enables high-sensitivity 1 H and 13 C benchtop NMR spectroscopy |czasopismo = The Analyst |data = 2018 |data dostępu = 2021-12-14 |wolumin = 143 |numer = 14 |s = 3442–3450 |doi = 10.1039/C8AN00596F |pmid = 29917031 |pmc = PMC6040279 |język = en}}</ref>
<ref name="Santhoff">{{cytuj |autor = John H. Santhoff |data = 2005-07-19 |tytuł = Ultra-Wideband Imaging System| patent= US6919838}}</ref>
<ref name="Savukov">{{cytuj |autor = I. M. Savukov, M. V. Romalis |tytuł = NMR Detection with an Atomic Magnetometer |czasopismo = Physical Review Letters |data = 2005-03-29 |data dostępu = 2021-12-14 |wolumin = 94 |numer = 12 |s = 123001 |doi = 10.1103/PhysRevLett.94.123001 |język = en |dostęp = z}}</ref>
<ref name="Sheng">{{cytuj |autor = D. Sheng, S. Li, N. Dural, M. V. Romalis |tytuł = Subfemtotesla Scalar Atomic Magnetometry Using Multipass Cells |czasopismo = Physical Review Letters |data = 2013-04-18 |data dostępu = 2021-12-14 |wolumin = 110 |numer = 16 |s = 160802 |doi = 10.1103/PhysRevLett.110.160802 |język = en |dostęp = z}}</ref>
<ref name="Sjolander1">{{cytuj |autor = Tobias F. Sjolander, Michael C. D. Tayler, Jonathan P. King, Dmitry Budker, Alexander Pines |tytuł = Transition-Selective Pulses in Zero-Field Nuclear Magnetic Resonance |czasopismo = The Journal of Physical Chemistry A |data = 2016-06-30 |data dostępu = 2021-12-14 |wolumin = 120 |numer = 25 |s = 4343–4348 |doi = 10.1021/acs.jpca.6b04017 |język = en |dostęp = z}}</ref>
<ref name="Sjolander2">{{cytuj |autor = Tobias F. Sjolander, Michael C. D. Tayler, Arne Kentner, Dmitry Budker, Alexander Pines |tytuł = 13 C-Decoupled J -Coupling Spectroscopy Using Two-Dimensional Nuclear Magnetic Resonance at Zero-Field |czasopismo = The Journal of Physical Chemistry Letters |data = 2017-04-06 |data dostępu = 2021-12-14 |wolumin = 8 |numer = 7 |s = 1512–1516 |doi = 10.1021/acs.jpclett.7b00349 |język = en |dostęp = z}}</ref>
<ref name="Tayler">{{cytuj |autor = Michael C. D. Tayler, Thomas Theis, Tobias F. Sjolander, John W. Blanchard, Arne Kentner, Szymon Pustelny, Alexander Pines, Dmitry Budker |tytuł = Invited Review Article: Instrumentation for nuclear magnetic resonance in zero and ultralow magnetic field |czasopismo = Review of Scientific Instruments |data = 2017-09 |data dostępu = 2021-12-14 |wolumin = 88 |numer = 9 |s = 091101 |doi = 10.1063/1.5003347 |język = en |dostęp = z}}</ref>
<ref name="Theis">{{cytuj |autor = T. Theis, P. Ganssle, G. Kervern, S. Knappe, J. Kitching, M. P. Ledbetter, D. Budker, A. Pines |tytuł = Parahydrogen-enhanced zero-field nuclear magnetic resonance |czasopismo = Nature Physics |data = 2011-07 |data dostępu = 2021-12-14 |wolumin = 7 |numer = 7 |s = 571–575 |doi = 10.1038/nphys1986 |język = en |dostęp = z}}</ref>
<ref name="Theis2013">{{cytuj |autor = Thomas Theis, John W. Blanchard, Mark C. Butler, Micah P. Ledbetter, Dmitry Budker, Alexander Pines |tytuł = Chemical analysis using J-coupling multiplets in zero-field NMR |czasopismo = Chemical Physics Letters |data = 2013-08 |data dostępu = 2021-12-14 |wolumin = 580 |s = 160–165 |doi = 10.1016/j.cplett.2013.06.042 |język = en |dostęp = z}}</ref>
<ref name="Tushna">{{cytuj |autor = Tushna Commissariat |tytuł = Atomic magnetometer is most sensitive yet |url = http://physicsworld.com/cws/article/news/2013/apr/24/atomic-magnetometer-is-most-sensitive-yet |czasopismo = Physics World |język = en |data = 2013-04-24 |data dostępu = 2021-12-14}}</ref>
<ref name="Weitekamp">{{cytuj |autor = D. P. Weitekamp, A. Bielecki, D. Zax, K. Zilm, A. Pines |tytuł = Zero-Field Nuclear Magnetic Resonance |czasopismo = Physical Review Letters |data = 1983-05-30 |data dostępu = 2021-12-14 |wolumin = 50 |numer = 22 |s = 1807–1810 |doi = 10.1103/PhysRevLett.50.1807 |język = en |dostęp = z}}</ref>
<ref name="Wilzewski">{{cytuj |autor = A. Wilzewski, S. Afach, J.W. Blanchard, D. Budker |tytuł = A method for measurement of spin-spin couplings with sub-mHz precision using zero- to ultralow-field nuclear magnetic resonance |czasopismo = Journal of Magnetic Resonance |data = 2017-11 |data dostępu = 2021-12-14 |wolumin = 284 |s = 66–72 |doi = 10.1016/j.jmr.2017.08.016 |język = en |dostęp = z}}</ref>
</references>

== Linki zewnętrzne ==
* {{link-interwiki|MRJ w niskich polach magnetycznych|Q=Q1700150}}
* {{Cytuj |url = https://pines.berkeley.edu/research/ultra-low-field-zero-field-nmr |tytuł = Ultra Low-Field to Zero-Field NMR |data dostępu = 2021-12-13 |opublikowany = Berkeley Lab}}

[[Kategoria:Spektroskopia NMR]]