Файл: Физика магнитных диэлектриков..pdf

Отсюда видно, что вторичное эхо убывает быстрее, чем обычное. Если рассматривать случай £3 тг/2, то эффективны и другие механизмы формирования вторич­ ного эха, аналогичные появлению комбинационных сиг­ налов в обычной трехимпульсной методике.

в. Новые механизмы формирования эха

Наличие частотного пуллипга (т. е. сдвига ча­ стоты ЯМР, пропорционального ядерной намагниченности (3. 44), (3. 46)) позволяет реализовать новый механизм возбуждения ядерного эха. Еще в работах [87—89] было рассмотрено явление эха, возникающее при подаче двух радиочастотных импульсов, на систему спинов, если ча­ стота резонанса зависит от величины w. по закону

где а — некоторый параметр.

В этом случае появляется пабор сигналов эха, интенсив­ ность которых определяется соответствующими функци­ ями Бесселя.

Обращаясь к формулам (3. ^4) и аналогичным им (для антиферромагпетпков), видим, что частота ЯМР может быть записана в форме (3. 59). Если на ядерпую систему, находящуюся в равновесии, подействовать радиочастотным импульсом с амплитудой U, то намагниченность т. можно представить следующим образом:

т.;= т~0, (1 —л'№).

Основания для такой записи следующие. При подаче достаточно слабого радиочастотного импульса ядериая намагниченность отклоняется от оси z па небольшой угол с, пропорциональный U, и тогда

ции частоты ЯМР под действием радиочастотных импуль­ сов рассматриваются в статье [92].

После первого радиочастотного импульса ядерная на­

ченность рассыпается в веер из отдельных изохромат,.

228

Под действием второго импульса происходит снова общий сдвиг по частоте, так как изменяется общее тг. Но кроме этого, происходит изменение Атг. — для каждой изохроматы, зависящее от того, на какой угол повернулась поперечная компонента этой изохроматы за время между первым и вторым импульсами. Т. е. величина Аmz{ зависит от частоты прецессии каждой изохроматы и различна для различных изохромат.

Отсюда сразу ясно, что под действием второго импульса происходит частотная модуляция прецессии каждой изо­ хроматы, причем глубина модуляции зависит от самой ча­ стоты прецессии и, конечно, от амплитуды первого и вто­ рого радиочастотных импульсов. Оказывается, что можно подобрать глубину модуляции такой, чтобы бывшие более «быстрые» изохроматы стали иметь меньшую частоту пре­ цессии и, наоборот, более «медленные» — большую ча­ стоту по отношению к центральной частоте прецессии. Тогда после второго радиочастотного импульса начнется процесс фазирования ядерных изохромат, т. е. «сворачи­ вание веера», и через определенное время появится сигнал эха. В этой схеме формирования эха оказывается автома­ тически возможным появление вторичных сигналов'эха. Причем есть основания полагать, что рассмотренный в пре­ дыдущем параграфе механизм появления вторичного' эха есть в действительности частный случай вторичного эха, возникающего за счет частотной модуляции. Не имея воз­ можности более детально останавливаться на этих вопро­ сах, замётим только, что формирование эха за счет частот­ ной модуляции позволяет иметь большие сигналы эха при малых уровнях мощности радиочастотных импульсов и, кроме того, появляются новые эффекты, такие как уси­ ление сигнала эха за счет воздействия на систему ядерных моментов дополнительного насыщающего радиочастотного импульса [90].

§ 8. ЯДЕРНАЯ РЕЛАКСАЦИЯ В МАГНИТНЫХ КРИСТАЛЛАХ

а. Продольная релаксация

В настоящее время проведено подробное тео­ ретическое рассмотрение ряда процессов ЯМР релаксации, НО экспериментальная проверка их недостаточна. Имеется

229

ряд экспериментальных трудностей при изучении собствен­ ных релаксационных процессов. Во-первых, желательно использовать импульсные методы исследования (спиновое эхо, например), но эксперименталышб установки в этих случаях довольно сложны при исследовании твердых тел, если отсутствует эффект усиления сигнала. Кроме того, при исследовании собственных релаксационных процес­ сов требуются кристаллы исключительно высокой чистоты. Поэтому имеется очень мало экспериментальных работ, где наблюдается удовлетворительное согласие между тео­ ретическими предсказаниями скоростей ядерной релакса­ ции и данными эксперимента. Однако в тех случаях, когда имеет место эффект усиления сигнала ЯМР, эксперимен­ тальная техника значительно упрощается. И учитывая, что техника получения кристаллов высокого качества ус­ пешно развивается, можно надеятся, что интерес к эк­ спериментальным исследованиям релаксационных про­ цессов будет возрастать в ближайшие годы.

Все ядерные релаксационные процессы, которые имеют место в немагнитных материалах, существуют также и в магнитных веществах. Но мы будем касаться только тех релаксационных механизмов, которые обусловлены спе­ цифическими свойствами магнитных веществ.

Флуктуации электронных магнитных моментов вызы­ вают колебания локальных магнитных полей на ядрах и являются причиной спин-решеточной релаксации и уширения линии ЯМР. Пусть 8НЯ означает разность между мгновенным значением Н„ и его термодинамическим сред­ ним <^НЯ^>:

Ш = Н „ — (3 . (ІО)

Очевидно, что роль поперечной ЬНІ и продольной ЬНГ компонент весьма различна для ядерных спинов. Если ча­ стотный спектр ЬН± содержит частоту ЯМР = то эти компоненты вызывают переходы между ядерными

зеемановскими уровнями, и благодаря этим переходам ядерная система может приходить в равновесное состоя­ ние с решеткой. Таким образом, поперечные флуктуации ответственны за продольную (спин-решеточную) релак­ сацию. В противоположность этому продольные компо­ ненты ЬНг не могут индуцировать переходы с изме­

230

флуктуации ядерных частот. Так как различные ядра бу­ дут иметь различные частоты прецессии, то это приведет к затуханию поперечной компоненты ядерной намагниченно­ сти. Следовательно, флуктуации Шг — одна из причин по­ перечной ядерной релаксации. Чтобы рассчитать ЬН* и ЬН± в магнитоупорядоченном кристалле, нужно найти спектр электронных спиновых флуктуаций. Обычно это делают с помощью теории спиновых волн. Обсудим качественно некоторые процессы ядерной спин-решеточной релакса­ ции. Краткий обзор различных механизмов ядерной спинрешеточной релаксации дан Биманом и Пинкусом [93]' и мы будем здесь следовать их изложению, хотя ряд про­ цессов исследован в работах Мория [94], Кранендонка и Блюма [95], Митчела [96] и других [97—99].

Рассмотрим однодоменный диэлектрический ферромаг­ нетик и антиферромагнетик при температурах, достаточно низких по сравнению с их точками магнитного перехода. Вначале допустим, что главные оси сверхтонкого взаимо­

Как уже рассматривалось выше, согласно теории спи­ новых волн, операторы S± пропорциональны в первом приближении линейным комбинациям операторов рожде­ ния и уничтожения спиновых волн (магнонов). Следова­ тельно, выражение (3. 62) в этом случае описывает флук­ туации 8Н, обусловленные рождением или уничтожением одного магнона. В то же время ЬНг включает лишь квад­ ратичные комбинации операторов рождения и уничтоже­ ния магнонов, описывая таким образом процессы с уча­ стием сразу двух магнонов (рождение одного и уничтоже­ ние другого).

231