Файл: Физика магнитных диэлектриков..pdf

есть функция, аналогичная квадрупольному взаимодей­ ствию для ядерного спина с I > 1/2. Дальше не будем рас­ сматривать этот член, так как он не дает релаксационных

эффектов, и учтем только член с Uj j J j J j,, описывающий

нескалярного типа, это взаимодействие дает вклад в ши­ рину линии и в поперечную релаксацию. Расчет эффектив­ ного спин-спинового ядерного взаимодействия произво­ дится обычно с помощью метода моментов [1]. Второй мо-

СО

мент Мг= ^ (си — и>0)2/ (со) d-ш (где ш0 — положение центра

СО

симметричной линии ЯМР и / ( ш) — функция формы линии) характеризует ширину линии. Для гауссовой формы линии полуширина на полувысоте интенсив­

Эта формула рассчитана для антиферромагнетика типа «легкая ось» и при условии НА[НЕ 1. Интересно оце­ нить дальнодействие косвенного взаимодействия. Расчет спектра колебаний ядерной спиновой системы с учетом косвенного (сул-накамуровского) взаимодействия дает сле­ дующее соотношение [65, 108]:

Для к = 0 (однородная прецессия электронной намаг­ ниченности) формула (3.81) совпадает с (3. 44). Но фор­

238

мула (3. 81) описывает, кроме того, частотный спектр ядерных колебаний в интервале

называются ядерными спиновыми волнами (ЯСВ). Зависимость fiJI(fc) от к существенна только для малых

к. При этом энергия электронных спиновых волн может быть записана как

(а — расстояние порядка межатомного). С учетом этого возможно оценить эффективный радиус сул-накамуров- ского взаимодействия следующим образом. Дисперсия ш может рассматриваться как сильная вплоть до к, для ко­ торых ш/с^2(ае. Это имеет место при

ствие для ядер, находящихся внутри сферы радиусом по­ рядка Ъ0, является более эффективным, чем дипольдипольное взаимодействие ядер, которое пропорционально 1 /і?з Оценка Ь0 для аитиферромагнетиков с малым полем

анизотропии дает значение Ъ0 на несколько порядков ве­ личины большее, чем в ферромагнетиках, так как для ан­ тиферромагнетиков Ь0 ~ а (сиех/(о4). Более подробно тео­ рия ядерных спиновых волн изложена в работе [65].

Экспериментально наблюдения ядерных спиновых волн было выполнено Хиндерксом и Ричардсом [109] в опытах по одновременному возбуждению ядерных и электронных спиновых волн с помощью параллельной накачки микро­ волновой мощности в RbMnF3 и затем по параметриче­

239

скому возбуждению одних ядерных спиновых волн [110]. Эти эксперименты предварительно согласуются с возмож­ ностью возбуждения ядерных спиновых волн, но явление заслуживает дальнейшего тщательного исследования. Сул-накамуровское взаимодействие значительно ослабля­ ется при наличии неоднородного уширения линий ЯМР. Ослабление происходит вследствие того, что частоты взаимодействующих ядерных спинов оказываются не­ сколько отличающимися друг от друга. Подробнее влияние неоднородного уширения изложено в работах [111—113].

г. Рассеяние параметрических волн па ядерных моментах

Выше, когда рассматривалась поперечная ядерная релаксация за счет взаимодействия с тепловыми спи­ новыми волнами, было отмечено в качестве основного ме­ ханизма двухмашинное рассеяние тепловых спиновых волн на ядерных моментах. Но спиновые волны в образце могут быть возбуждены искусственно, например, с по­ мощью параметрической накачки [114].

Вработах М. П. Петрова и др. [115—118] сообщалось

онаблюдении влияния параметрических спиновых воли на поперечную ядерную релаксацию в Y3Fe60 12.

Аппаратура для исследования представляет собой со­ четание двух нмпульспых установок. Одна — спектро­ метр для наблюдения ядерного спинового эха в диапазоне 50—80 мгц, другая — установка для параллельной на­ качки спиновых воли в ферритах. Блок-схема всего устрой­ ства приведена на рис. 3.22. Установка для параллельной накачки включает в себя импульсный генератор СВЧ, работающий на частоте 9640 Мгц и обеспечивающий мощ­ ность до 1 квт в импульсе, имеющий необходимые согласую­ щие элементы, аттенюаторы, резонатор и электромагнит. Направление переменного СВЧ поля совпадает с направле­ нием постоянного магнитного поля (параллельная накачка). Индикация порога возбуждения параметрических спино­ вых волн осуществляется путем наблюдения за формой СВЧ импульса на экране осциллографа. Образец помеща­ ется в прямоугольный резонатор. На образец намотана катушка из 3 витков медной проволоки для возбуждения радиочастотного поля (Нг) иа частоте ЯМР и для наблю­ дения сигнала ядерного эха. Направление Н1^_Н0. Ка­

240

тушка с помощью кабеля соединяется со спектрометром ядерпого эха.

Эксперимент заключается в том, что исследуется ин­ тенсивность сигнала ядерного эха и измеряются времена

Рис. 3.22. Блок-схема для наблюдения двойного элек- тронио-ядерпого резонанса.

Задающий генератор, модулятор, генератор радиоимпульсов,

измерительный приемник относятся к спектрометру ядерного спинового зха, остальное — аппаратура для возбуждения пара­

метрических спиновых волн.

ядериой релаксации при наличии импульсного возбужде­ ния параметрических спиновых волн. Запуск генератора СВЧ соответствующим образом синхронизируется с за­ пуском радиочастотных импульсов, и положение СВЧ им­ пульса может быть задержано на необходимую величину относительно момента запуска радиочастотных импульсов. Длительность СВЧ импульсов в большинстве экспериментов составляет 0.3—5 мксек. Частота следования серийимпульсов составляла несколько герц.

При включении СВЧ импульса, превосходящего по мощности порог нестабильности спиновых волн, наблюда-

ется изменение (как правило, уменьшение) интенсивности сигнала ядерного эха. Степень уменьшения сигнала за­ висит от мощности СВЧ импульса и его положения на шкале времени относительно РЧ импульсов. Зави-

Рис. 3.23. Зависимость интенсивности сигнала ядерного эха при воздействии па образец 90- и 180-градусных радиочастотных импульсов от времени задержки (Тр) начала СВЧ импульса относительно начала первого РЧ импульса [116].

Вверху показала диаграмма образования сигнала обычного эха.

симость интенсивности сигнала эха в относительных еди­ ницах (по отношению к интенсивности эха без накачки) от положения СВЧ импульса (Г ) па шкале времени по­ казана на рис. 3. 23. В данном случае наблюдается обычное эхо, образующееся после действия 90 и 180° РЧ импульсов (первый импульс имеет длительность 4мксек., второй — 8 мксек.). Как видно из рисунка, интенсивность эха плавно уменьшается при увеличении задержки (Т ) СВЧ импульса относительно начала первого РЧ импульса, затем ///„ остается практически неизменной. При совме­ щении СВЧ импульса с серединой второго РЧ импульса интенсивность эха увеличивается почти до своего перво­ начального положения, затем снова уменьшается и вновь восстанавливается при включении СВЧ импульса после появления сигнала эха. Такое поведение сигнала эха вполне определенным образом коррелирует с ориентацией

242

ядерных моментов относительно оси квантования (Z). Напомним, что после 90° РЧ импульса ядерная намагни­ ченность оказывается в плоскости, перпендикулярной оси Z. В промежутке времени между первым и вторым импуль­ сом ядерная намагниченность рассыпается в веер из от­ дельных компонент. Затем во время второго (180°) им­ пульса плоскость, в которой находится веер ядерных мо-

Рис. 3.24. Зависимость интенсивности сигнала ядерного эха от мощ­ ности СВЧ накачки для различных длительностей СВЧ импульса.

(Но—880 гс, Т = 1 4 0 ° К ) [117].

ментов, поворачивается на 180° вокруг направления радио­ частотного поля Н рч. Причем в момент времени, совпадаю­ щий с центром второго импульса, эта плоскость занимает вертикальное положение, и ядерные моменты имеют значительную проекцию вдоль (по и против) оси Z. После второго импульса веер ядерных моментов находится снова на горизонтальной плоскости и происходит сворачивание веера отдельных компонент в единую ядерную намагни­ ченность, которая и индуцирует сигнал эха. Как видно из диаграммы формирования сигнала эха на рис. 3.23, влияние параллельной накачки минимально, когда ядер­ ные моменты направлены вдоль оси Z, и максимально, если они перпендикулярны Z. Отсюда можно сделать предпо­ ложение, что параметрические спиновые волны влияют, главным образом, на поперечную компоненту ядерной на­ магниченности.

16* 243