книги из ГПНТБ / Слабкий Л.И. Методы и приборы предельных измерений в экспериментальной физике

и

соответственно. (Здесь £х — коэффициент пропорциональности меж­ ду £/ и т х, т. е. /ех = —Uj тх, который можно назвать также ко­ эффициентом передачи цепи от фотодетектора до катушки.)

Рис. 23. Блок-схема однолу­ чевого квантового самогене-

рирующего магнитометра

НПФ

ПН

Нетрудно видеть, что для первого случая автоколебательный ре­ жим невозможен, поскольку коэффициент при 0 положителен.

Во втором случае коэффициент при U может быть сделан отрицатель­ ным (потери восполняются с избытком) и, следовательно, условие самовозбуждения будет иметь вид:

Поскольку величина mz зависит от степени оптической накачки и пропорциональна интенсивности Рг луча г

(здесь [ха — магнитный момент атома, аг Рг — вероятность перехо­ да системы «снизу—вверх» под действием луча г; т0 — степень ори­ ентации атомов за счет оптической накачки), то, следовательно, с увеличением Pz, т0, az или N коэффициент передачи может быть уменьшен, т. е., другими словами, при эффективной оптической накачке и большом объеме колбы с парами рабочего вещества (атомы цезия, рубидия и т. д.) можно брать усилитель с низким коэффици­ ентом усиления* не зависящим от величины внешнего магнитного поля # 0, в котором проводятся измерения. (Отметим, что для слу­ чая, например, спиновых генераторов и других подобных устройств, в которых не используется оптическая накачка, величина сигнала

Ш

Электронный усилитель (как, впрочем, и остальные элементы кольца обратной связи) должен обладать стабильной фазочастотной характеристикой, поскольку уход частоты самогенерирующего маг­ нитометра в значительной мере зависит от стабильности фазовых соотношений.

Так, например, в то время как вблизи резонанса амплитуда сиг­

лее резко; поэтому для того, чтобы предельная чувствительность

тепловое уширение за счет релаксационных процессов. Флуктуа­ ция частоты собственно электронной части схемы-(усилитель + ка­ тушка связи) равна

А /„ = ( - |^ - ) (2т,, C O S 0 ) - 1, (3.28)

где WJWN — отношение сигнала к шуму (по мощности); т — время продольной релаксации в парах рабочего вещества; Ѳ— угол меж­ ду Но и лучом Z .

Величина флуктуации частоты АfN, определяемая (3.28), зна­ чительно меньше, чем флуктуации за счет нестабильности фазы,

чена, если размер камеры поглощения взять достаточно большим, поскольку

фузии атомов щелочного металла в буферном газе камеры; Р — давление в камере; а (а) — сечение столкновения атомов щелоч­ ного металла с атомами буферного газа.

112

УширеНие линии (а следовательно, и уход частоты магнитомет­ ра) зависит также и от величины радиочастотного поля Н г, а именно:

Рассмотрим теперь ориентационную зависимость величины сиг­ нала магнитометра с оптической накачкой.

Поскольку необходимым условием для работы такого магнито­ метра является равенство нулю суммы всех фазовых сдвигов в коль­

В общем случае, при повороте оси системы на произвольный угол относительно направления внешнего поля будет иметь место расфазировка и изменение величины сигнала, причем для случая одно- и двухлучевых магнитометров сигналы тх и тг следующим образом зависят от угла Ѳ= / (Я 0, z-луч):

113

Схемы некоторых типов самогенерирующих магнитометров при­ ведены на рис. 23 и 24 [7—9], где У — усилитель, Г — генератор

Рис. 24. Блок-схема двухлуче­ вого квантового самогенерирующего магнитометра

питания цезиевой лампы Л, ФД — фотодиод, ПК — поглощающая колба с парами Cs; ИФП — интерференционно-поляризационный светофильтр.

Верхним пределом практически достижимой в настоящее время чувствительности цезиевых магнитометров, для которых собствен­ ная ширина линии поглощения составляет ~(30-f-150) гц, можно считать величину A #mln~ 1 0 _2-i-10-3 гамм.

§ 4. Спиновые генераторы

Наряду с самогенерирующими магнитометрами, в которых •используется оптическая накачка зеемановских уровней электрон­ ного резонанса в слабых полях, существуют также и другие авто­ колебательные системы, которые генерируют частоту, пропорцио­ нальную величине внешнего поля # 0,— это так называемые спи­ новые генераторы.

Резонансным элементом таких устройств могут являться как системы ядерных спинов, так и системы электронных спинов, пре­ цессирующие во внешнем магнитном поле (ядерный магнитный

114

величины внешнего магнитного поля, поскольку, согласно стати­ стике Больцмана, разность населенностей уровней Е{ и Eh зависит от отношения \ijHJkT, где ц / — магнитный момент ядра (или электрона).

Населенность Nm уровня т при рjH<^kT определяется соотно­

N Q— число ядер (электронов) в 1 см3данного вещества; lk — спин ядра (электрона).

Разлагая (3.37) в ряд и учитывая (3.38), получим

< 3 - 3 9 >

откуда следует, что разность населенностей двух соседних уровней

Для описания системы спинов, которая находится во внешнем

разницей, что вместо s± и s2 в них входят Т г и Т 2— времена про­

чина Тл — это время, в течение которого намагниченность системы спинов, при мгновенном включении поля, принимает свое равно­ весное значение т 0, а величина Т 2 — время, в течение которого исчезает «поперечная» намагниченность в плоскости (ху), после выключения радиочастотного поля Нх, Ну, причем эта величина

(с ученьи внутренних локальных'магнитных полей.)

Ш

где Aco0 — расстройка от резонанса; со0 = у*Я0.

В стационарном случае (после окончания переходных процес­ сов) выполняются следующие равенства:

поэтому уравнения (3.40) упрощаются и их решением являются функции

_1/іУ*Н1таТъ

V = ■

У*2Н \ Т \ Т 2 ’

1 + (Дю07’1)*+

Компонента сигнала « находится в фазе с переменным высоко­ частотным полем Нх, а компонента ѵ, характеризующая поглоще­ ние, сдвинута на я/2 относительно Нх, как это следует из соотно­ шений (3.46).

Величина поглощения ѵ, в соответствии с (3.46), имеет максимум Отаі=1/^т о (Т’а/7’1)‘/* при y*2H 1T 1T J i = 1 (условие насыщения). Практически всегда удобно пользоваться тем случаем, когда ве­

личина 'у*аЯ [7’17У4<^1, т. е. когда система еще далека от насыще­ ния. При эуом система спинов оказывается эквивалентной колеба-

116

тельному контуру, для которого активная часть волнового сопро­ тивления

т. е. эффективная «добротность линии спинового резонанса» будет равна

что соответствует колебательному контуру с полосой 2Дсо=2/7'2, добротностью Qp и собственной частотой со0 = у*Я0.

Исходя из системы уравнений (3.40), можно показать, что при условии Нх-=к-уту и mz=m lcos сot в стационарном режиме частота

причем такой режим имеет место при 2!Т2—kfl* m2= 0. Значение kx будет оптимальным, если d m j d k x= 0, что приводит к выраже­ нию

117

Учитывая, что для простых ламповых гёнераторов 2 (b c p J d a )A a - = 10~2-1-10"3, то аналогично для спинового генератора можно написать

Одной из важных характеристик спинового генератора являет­ ся область его работы (область генерации) при данных средних

ции А/таким образом, чтобы амплитуда высокочастотного поля Я х

На рис. 25 [10] приведена схема спинового генератора с допол­ нительной модуляцией внешнего магнитного поля 8.

При модуляции внешнего поля частотой срр^Ѵтз усиление сиг­ нала можно вести не на основной частоте со, а на одной из комби­ национных (боковых) частот со±псор.

Схема генератора работает следующим образом. Кварцевый генератор модулирует внешнее магнитное поле при помощи катуш­ ки (сор). Одновременно сигнал частоты сор генератора подается на смеситель, где он смешивается с усиленным сигналом частоты со+сор от контура.

В генераторе с двумя скрещенными катушками необходимым условием нормаль­ ной работы (отсутствие паразитного самовозбуждения) является весьма тща­ тельное изготовление и настройка катушек, чтобы напряжение, индуктируе­ мое (в отсутствие образца) на «приемной» катушке со стороны «передающей»- катушки было не менее чем на 100— 120 дб слабее, чем в «передающей» катушке,. Это должно выполняться для полосы частот, перекрывающей -полосу пропу­ скания усилителя, что в принципе можно обеспечить постановкой на входе уси­ лителя узкополосных (например, кварцевых) фильтров, либо применением: специальных мостовых схем. Этот путь, однако, является довольно сложным..

119

Далее с выхода смесителя снимается сигнал На частоте со= со 0 — —у*Н и после усиления подается в качестве обратной связи на кон­ тур с образцом. Условием исключения паразитной генерации в такой схеме является соотношение cop>AcoCXeMbI. Установив­ шаяся частота колебаний в рассматриваемом случае равна

то есть влияние нестабильности опорной частоты сор на со ничтожно мало, поскольку QP>Q .

наименьшая полоса пропускания УВЧ-ІІ — 4 кгц, область генера­

§ 5. Сверхпроводящий измеритель поля на основе туннельного эффекта Джозефсона

Туннельный эффект Джозефсона [11—14], о котором пойдет речь ниже, может быть положен в основу при конструировании специальных сверхпроводящих магнитометрических приборов, в частности, измерителей поля, а также для целей генерации мик­ роволнового излучения (нестационарный эффект Джозефсона) и изучения свойств самих сверхпроводников.

Эффект Джозефсона состоит в том, что при наличии двухо весьма близко расположенных сверхпроводников (Дх~(10-=-20) А) про­ исходит перекрытие волновых функций «сверхпроводящих» элект­ ронов — электронных пар, которые, таким образом, могут свобод­ но (даже при нулевой разности потенциалов на барьере!) «перете­ кать» из одного сверхпроводника в другой, образуя сверхпроводя­ щий ток. Такой ток носит название джозефсоновского и, естест­ венно, отличается от тока при обычном туннельном эффекте, когда либо один из контактов, либо оба вместе не являются сверхпрово­ дящими.

Если разность потенциалов U на барьере (оба контакта — сверх­ проводники) отлична от нуля, то и в этом случае наблюдается ток Джозефсона, причем избыточная энергия, полученная сверх­ проводящими электронами за счет разности потенциалов и, излу­ чается в виде микроволнового излучения частоты ш:

iiha = 2qeV {п— 1,2, ...) , (3.65)

где п — число одновременно испускаемых такой «парой» фотонов. Этот эффект является обратимым в том смысле, что при падении на

120