WWW.DISSERS.RU

БЕСПЛАТНАЯ ЭЛЕКТРОННАЯ БИБЛИОТЕКА

   Добро пожаловать!

Физика твердого тела, 2002, том 44, вып. 1 Множественная структура двухимпульсного ядерного спинового эха в пленках кобальта © В.Н. Бержанский, С.В. Капельницкий, В.С. Покатилов, С.Н. Полулях Таврический национальный университет, 95007 Симферополь, Украина E-mail: roton@tnu.crimea.ua Российский научный центр ”Курчатовский институт”, 123182 Москва, Россия E-mail: kapelnitsky@imp.kiae.ru Московский государственный институт радиотехники, электроники и автоматики (Технический университет), 117454 Москва, Россия (Поступила в Редакцию 26 января 2001 г.) 59 Исследованы условия формирования двухимпульсных сигналов эха ядер Co в тонких магнитных пленках при T = 4.2 K. В рамках известных механизмов проведено численное моделирование условий формирования дополнительных 3 - и 4 -сигналов эха ( — задержка между импульсами). Показано, что 59 множественная структура эха ядер Co при T = 4.2 K обусловлена механизмом, в рамках которого на ядерную спиновую систему действует дополнительное сверхтонкое магнитное поле, пропорциональное ядерной намагниченности.

В ЯМР магнитоупорядоченных веществ широкое 1. Эксперимент распространение получил метод ядерного спинового эха [1]. Для формирования эха к образцу прикла- Эксперименты проводились на тонких магнитных дываются два импульса переменного магнитного по- пленках на основе кобальта, использовавшихся в работе [9]. Сигналы эха наблюдались в отсутствии внешнего ля, разделенных временным интервалом. В момент магнитного поля при температуре 4.2 K на импульсном времени t = 2 ядерная спиновая система формиЯМР спектрометре в диапазоне частот 150-320 MHz.

рует основной сигнал эха. В некоторых случаях возВ результате проведенных экспериментов наряду с можно формирование множественной структуры эха, основным эхом 2 обнаружены два дополнительных эха состоящей в появлении наряду с основным эхом 2 3 и 4.

дополнительных сигналов эха в моменты времени, про59 Спектры ЯМР ядер Co, зарегистрированные по запорциональные.

висимости амплитуд основного и дополнительных эхо К настоящему времени известны три различных меот частоты колебаний переменного магнитного поля в ханизма формирования множественной структуры эха в возбуждающих импульсах, приведены на рис. 1. Каждый магнитоупорядоченных веществах: (i) слишком большая из спектров нормирован на максимум амплитуды эха 2.

по сравнению со временем спин-решеточной релаксаСпектр эха 2 отражает многофазность исследуемых ции частота следования импульсных последовательнообразцов. При этом низкочастотная ( <218-220 MHz) стей [2]; (ii) многоквантовые эффекты в ЯМР квадручасть спектра соответствует ГЦК фазе, а высокочастотпольных ядер [3–6]; (iii) динамические эффекты, обусловленные магнитными сверхтонкими взаимодействиями [1,7].

В тонких магнитных пленках Co и Co–Fe множественная структура эха от ядер Co экспериментально наблюдалась авторами работы [8]. При этом сигналы эха формировались в моменты времени t = 2, и 4. На основе анализа зависимостей амплитуд сигналов эха от временного интервала в диапазоне температур от 4.2 до 300 K в работе [3] делается вывод о формировании множественной структуры эха как вследствие сильной нелинейности ядерной спиновой системы, так и вследствие квадрупольных эффектов.

Цель настоящей работы — исследование условий форРис. 1. Спектры ЯМР ядер Co в пленке кобальта при мирования множественной структуры эха от ядер Co в T = 4.2K. 1 —спектр эха 2, 2 —спектр эха 3, 3 —спектр пленках кобальта при температуре 4.2 K.

эха 4.

6 84 В.Н. Бержанский, С.В. Капельницкий, В.С. Покатилов, С.Н. Полулях от величины переменного магнитного поля, проведенные в соответствии с алгоритмом, обсуждавшимся в [6], показали, что интенсивности дополнительных эхо при одинаковых условиях возбуждения являются величинами одного порядка. Однако из всех возможных дополнительных сигналов экспериментально наблюдалось лишь эхо 4, а остальные отсутствовали. При этом объяснить отсутствие дополнительных эхо, формирующихся раньше эха 4, за счет релаксационного затухания не представляется возможным.

В том случае, когда доминирует магнитное неоднородное уширение, теоретически ожидаются эхо в моменты времени, кратные целому, т. е. эхо 2, 3,... 8. При Рис. 2. Зависимости амплитуд основного V2 и дополнительэтом отсутствие эха в моменты времени, большие 4, ных V3 и V4 эхо от величины переменного магнитного поля вообще говоря, можно объяснить затуханием за счет при T = 4.2K. 1 —эхо 2, 2 —эхо 3, 3 —эхо 4.

релаксации. Однако численные расчеты показали, что в любом случае величина 1, соответствующая первому максимуму амплитуды отклика, для дополнительных эхо больше, чем для основного. Таким образом, эксперименная часть спектра — ГПУ фазе [9]. Как следует из тально наблюдаемые особенности формирования множеданных рис. 1, спектральные максимумы дополнительственной структуры эха не согласуются с теоретически ных сигналов эха наблюдаются на частотах, соответствуожидаемыми, что указывает на непригодность механизма ющих обеим фазам кобальта. При этом интенсивность многоквантового эха для интерпретации экспериментов.

дополнительных эхо на частотах ГПУ фазы выше, чем Кроме того, в результате численного моделирования на частотах ГЦК фазы.

многоквантовых эхо получено, что максимум амплитуды С целью анализа механизмов формирования дополнидополнительных эхо наблюдается при величинах 1, тельных эхо исследовались зависимости амплитуд эха сравнимых с величиной квадрупольного расщепления от величины переменного магнитного поля 1 при ЯМР спектра q. Для ГПУ фазы величина q отлична равных длительностях обоих возбуждающих импульсов от нуля в силу симметрии этой фазы. Таким образом, t1 = t2 = 1 µs (рис. 2). Каждая из зависимостей на рис. можно предположить, что для ЯМР Co имеет место нормирована на максимум амплитуды эха 2. Основситуация селективного возбуждения спектральной линии ная особенность наблюдаемых зависимостей состоит в 1 < q. Тогда для качественного анализа поведетом, что величина переменного поля, соответствующая ния ядерной спиновой системы можно воспользоваться первому максимуму амплитуды эха, убывает с ростом классическими уравнениями движения намагниченности.

момента формирования эха. При этом использованные Отличие классического подхода от квантовомеханичеамплитуды переменного магнитного поля не приводят к ского состоит в том, что углы поворота (определяемые дополнительному уширению спектров, что указывает на как произведение амплитуды поля 1 на длительность то, что величина 1 не превышает ширины ЯМР спектра.

импульса), обеспечивающие максимум амплитуды эха, будут разными для квадрупольного ядра и классической намагниченности [5,6]. Классические уравнения движе2. Обсуждение эксперимента ния применимы и в том случае, когда квадрупольное расщепление отсутствует, как, например, в случае ЯМР Первый из приведенных выше механизмов формироядер Co в ГЦК фазе.

вания эха исключался экспериментально путем выбора Классические уравнения движения изохроматической частоты следования импульсных последовательностей, группы ядерных спинов заведомо превышающей время спин-решеточной релаксации [9].

dm =[m](1) В случае второго механизма число дополнительных dt эхо и моменты формирования существенно зависят от описывают прецессию намагниченности m вокруг поля типа неоднородного уширения спектральной линии [4].

, представленного в единицах частоты. При низких Для квадрупольного ядра со спином I = 7/2 фортемпературах магнитные сверхтонкие взаимодействия мирование многоквантового эха 3 возможно в двух приводят к появлению поля [1,7] случаях. В первом случае неоднородность квадрупольной константы существенно больше, чем неоднородность x,y = · µx,y, (2) магнитного поля. Тогда наряду с сигналами 2 и 7 должны наблюдаться эхо 1.5,, 2.5,, 3.5, 4, где µx,y = g()mx,yd — интегральная попереч3 3 6 и 7. Численные расчеты зависимостей амплитуд эха ная намагниченность, g() — функция, описываюФизика твердого тела, 2002, том 44, вып. Множественная структура двухимпульсного ядерного спинового эха в пленках кобальта действительно первый максимум амплитуды дополнительных эхо может быть получен при амплитудах переменного поля, меньших, чем первый максимум амплитуды эха 2. Амплитуда возбуждения, соответствующая первому максимуму эха, падает с увеличением времени момента формирования эха. Кроме того, расчетная амплитуда дополнительных эхо (рис. 3), так же как и экспериментальных, на порядок меньше амплитуды основного эха.

Величина поля (2), ответственного за формирование множественной структуры эха, прямо пропорциональна ядерной намагниченности. В случае двухфазных пленок кобальта основной является ГПУ фаза [9], следовательРис. 3. Расчетные зависимости амплитуд сигналов эхо от но, ее ядерная намагниченность больше, чем в ГЦК фазе.

величины переменного магнитного поля при / = 0.125, Этим объясняется большая амплитуда дополнительных t1 = t2 = 4/3. 1 —эхо 2, 2 —эхо 3, 3 —эхо 4.

эхо на частотах ЯМР ГПУ фазы по сравнению с ГЦК фазой (рис. 1).

Основное различие экспериментальных (рис. 2) и расчетных (рис. 3) результатов состоит в том, что щая неоднородное уширение спектральной линии ЯМР, увеличение амплитуды переменного магнитного поля — параметр, определяемый магнитной восприимчиприводит к более быстрым изменениям амплитуды эксвостью и величиной магнитных сверхтонких взаимопериментальных эхо по сравнению с расчетными. Это действий.

обусловлено тем, что при одних и тех же длительПри численном моделировании двухимпульсного отностях возбуждающих импульсов максимум амплитуды клика неоднородно уширенной ядерной спиновой систеэха от квадрупольных ядер достигается при амплитудах мы промежуток времени, соответствующий наблюдению переменного магнитного поля, меньших, чем в случае над системой, разбивался на временные интервалы дликлассической намагниченности [5]. Кроме того, исслетельностью t. В течение времени t поле считалось дованные образцы характеризуются высокой неоднороднеизменным и величина сверхтонкого поля (2) определяностью коэффициента усиления ЯМР, что не учитывалась интегральной ядерной намагниченностью к началу лось в расчетах и является дополнительным источниэтого интервала. Во время действия импульсов наряду ком различий между экспериментальными и расчетными с полем (2) учитывалось внешнее переменное поле 1.

зависимостями.

При решении уравнений (1) полагалось, что в течение Таким образом, в случае третьего механизма имевременного интервала t намагниченность изохроматиет место хорошее качественное согласие расчетных и ческой группы ядерных спинов с расстройкой повоэкспериментальных результатов. Для более детальнорачивается на угол =t((1 +µx )2 +2µy +2)1/го анализа требуется решать не классические (1), а вокруг эффективного магнитного поля во вращающейся квантово-механические уравнения движения намагниченсистеме координат [1,2].

ности, учесть неоднородность коэффициента усиления В результате численных расчетов получено, что наЯМР [9], использовать не модельную гауссову, а реальряду с основным эхом 2 действительно появляются ную функцию формы линии g(), рассмотреть затухание дополнительные эхо в моменты времени, целократные.

амплитуды эха с ростом задержки между импульсами.

Механизм появления этих эхо состоит в том, что, блаВсе это требует больших затрат машинного времени, годаря полю (2), сигнал эха выступает в качестве возделающих расчет нереальным.

буждающего импульса. Интересно отметить, что, если Таким образом, сравнение результатов, проведенных в в выражении (2) вместо интегральной ядерной намаграмках известных механизмов, с экспериментом показыниченности µx,y для каждой изохроматической группы вает, что для формирования множественной структуры спинов использовать ее собственную поперечную наэха ядер Co в тонких магнитных пленках при 4.2 K магниченность [1], дополнительные эхо в расчетах не предпочтительным является механизм, основанный на реализуются. Более того, увеличение параметра в этом динамических сверхтонких взаимодействиях. Роль элекслучае приводит к подавлению амплитуды основного эха.

трических квадрупольных взаимодействий, по-видимому, В качестве примера на рис. 3 приведена расчетная состоит как в появлении дополнительных осцилляций в зависимость амплитуд основного и дополнительных эхо зависимостях амплитуд эха от величины переменного при использовании в качестве g() функции Гаусса с магнитного поля, так и в том, что экспериментально дисперсией = 1. Каждая из зависимостей рис. 3 наблюдаемая амплитуда эха нарастает с увеличением нормирована на максимум амплитуды эха 2. Как амплитуды переменного магнитного поля быстрее расследует из данных рис. 3, в рассматриваемом случае четной.

Физика твердого тела, 2002, том 44, вып. 86 В.Н. Бержанский, С.В. Капельницкий, В.С. Покатилов, С.Н. Полулях Список литературы [1] М.И. Куркин, Е.А. Туров. ЯМР в магнитоупорядоченных веществах и его применения. Наука, М. (1990). 244 с.

[2] А. Абрагам. Ядерный магнетизм. ИИЛ, М. (1963). 551 с.

[3] Г.Н. Абеляшев, В.Н. Бержанский, Н.А. Сергеев, Ю.В. Федотов. ЖЭТФ 94, 227 (1988).

[4] В.И. Цифринович. ЖЭТФ 94, 208 (1988).

[5] P.P. Man. Phys. Rev. B52, 9418 (1955).

[6] С.Н. Полулях, Н.А. Сергеев, А.А. Шемяков. ФТТ 42, (2000).

[7] А.С. Боровик-Романов, Ю.М. Буньков, Б.С. Думеш и др.

УФН 142, 537 (1984).

[8] В.О. Голуб, В.В. Котов, А.Н. Погорелый, Ю.А. Поделец.

ФТТ 31, 48 (1989).

[9] В.С. Покатилов, С.В. Капельницкий, В.Н. Каразеев. ФТТ 32, 1982 (1990).




© 2011 www.dissers.ru - «Бесплатная электронная библиотека»

Материалы этого сайта размещены для ознакомления, все права принадлежат их авторам.
Если Вы не согласны с тем, что Ваш материал размещён на этом сайте, пожалуйста, напишите нам, мы в течении 1-2 рабочих дней удалим его.