Качественная модель подавления

Изменение локальных частот ЯМР в магнитоупорядоченных веществах под действием дополнительных нерезонансных импульсных магнитных полей с одной стороны позволяет производить количественные оценки неоднородностей магнитной структуры, а с другой - позволяет выделять любой тип эхо или ССИ за счет подавления остальных откликов спиновой системы. Структурная селекция откликов используется в устройствах обработки сигналов на основе эффекта спинового эха, в частности, при реализации алгоритмов согласованной и субоптимальной фильтрации.

В данном разделе исследуется влияние амплитуды, длительности и формы нерезонансного импульсного магнитного поля на амплитуду ядерного спинового эха в магнитоупорядоченных веществах. Экспериментально исследуется влияние этого поля на ядерное спиновое эхо в тонких магнитных пленках кобальта. Уменьшение амплитуды двухимпульсного эха под действием нерезонансного импульсного магнитного поля на интервале между импульсами возбуждения вызвано нарушением фазовой когерентности внутри изохроматических групп ядерных спинов за счет неоднородного изменения локальных частот ЯМР. Причиной является изменение сверхтонких полей на ядрах, обусловленное движением микромагнитной структуры. Это движение представляет собой изменение ориентации магнитных моментов в образце. Вращение этих моментов приводит к изменению дипольных составляющих сверхтонких полей, создаваемых ими на ядрах. При этом величина сдвига локальной частоты ЯМР W, вызванная нерезонансным импульсным магнитным полем h, и исходная локальная частота ЯМР являются независимыми величинами. В отличие от линейной модели, учитывется в общем случае нелинейный характер изменения сдвига частоты W от величины внешнего нерезонансного магнитного поля h. Это дало возможность объяснить эффекты, не поддающиеся интерпретации в рамках линейного приближения. Нелинейный в общем случае характер изменения локальных частот ЯМР в магнитоупорядоченных веществах под действием внешнего магнитного поля вытекает, в частности, из угловой зависимости частоты ЯМР в доменной границе, где линейная зависимость наблюдается лишь для ядер, находящихся в центре границы.

Сначала рассмотрим качественную модель подавления паразитных сигналов, основанную на фазо-временных диаграммах. На рис. 3.18 представлена фазо-временная диаграмма формирования двухимпульсного эха, соответствующая векторной модели (рис. 2.2 и 2.3). На интервале между первым и вторым импульсами возбуждения фазы поперечных компонент векторов намагниченности (представлено 5 изохромат) расходятся, а после второго импульса начинают сходиться и в момент времени 2 t ₂ разность фаз между всеми изохроматами становится равной 0.

Рис. 3.18 Фазо-временная диаграмма двухимпульсного эха

Если между первым и вторым импульсами возбуждения создать дополнительное неоднородное импульсное поляризующее магнитное поле, то каждая составляющая изохроматы изменит свою частоту ЯМР, что приведет к изменению наклона фазовой траектории и изохромата рассыплется (на рис. 3.19 на три составляющие). Это приведет к подавлению двухимпульсного эха, поскольку аналогично рассыплются все изохроматы. Их фазы перестанут когерентно складываться в момент времени 2 t ₂.

Рис. 3.19 Разрушение двухимпульсного эха

Однако, если после второго импульса возбуждения подать идентичный импульс магнитного поля, то двухимпульсное эхо можно восстановить (рис. 3.20).

Рис. 3.20 Восстановление двухимпульсного эха

На рис. 3.21 представлена фазо-временная диаграмма формирования стимулированного эха. На интервале между первым и вторым импульсами возбуждения фазы поперечных компонент векторов намагниченности (представлено 5 изохромат) расходятся, а после третьего импульса начинают сходиться и в момент времени t ₂+ t ₂ разность фаз между всеми изохроматами становится равной 0. Так как между вторым и третьим импульсами возбуждения задействована не поперечная, а продольная компонента вектора намагниченности, то фазы изохромат на этом интервале не меняются

Рис. 3.21 Фазо-временная диаграмма трехимпульсного эха

На рис. 3.22 и 3.23 представлены фазо-временные диаграммы подавления и восстановления стимулированного эха

Рис. 3.22 Разрушение трехимпульсного эха

Рис. 3.23 Восстановление трехимпульсного эха

Дополнительное неоднородное импульсное поляризующее магнитное поле, сформированное на интервале между вторым и третьим импульсами возбуждения на стимулированное эхо влияния не оказывает так как на этом интервале задействована не поперечная, а продольная компонента вектора намагниченности.