Spectres du signal de pr´ ecession dans les deux autres directions de champ

Champ horizontal HT

La figure II.6 pr´esente un exemple de spectre du signal de pr´ecession pour F_dip = 30.0 Hz et α = 7.9^◦ dans un champ de direction HT (horizontal transverse au U). Pour des raisons de lisibilit´e et de meilleure compr´ehension, l’aimantation a ´et´e retourn´ee par rapport `a celle de la figure II.5 (on pr´esente ici la position en opposition avec le champ magn´etique) ; ainsi sur cette figure, les fr´equences du fond se situent `a droite et celles des bras toujours `a gauche. Un l´eger gradient horizontal, de 3±0.5 Hz a ´et´e appliqu´e pour montrer la m´ethode d’attribution des raies : sous l’effet du gradient, la d´eg´en´erescence entre les deux bras de la cellule est lev´ee, donnant naissance `a deux raies de mˆeme intensit´e (mais de largeurs et amplitudes l´eg`erement diff´erentes) ; dans le cas o`u un gradient est appliqu´e, on note f_a la fr´equence m´ediane de pr´ecession des raies les plus intenses des bras.

On voit que le pic `a f<sub>0</sub> (`a gauche) est deux fois plus loin de f_L que la fr´equence m´ediane des bras (`a droite). Cette inversion des rˆoles du fond et des bras par rapport `a la direction V est bien comprise et sera pr´esent´ee en section II.2. D’autre part, sur la figure II.6, les largeurs des raies se sont clairement invers´ees entre les bras et le fond par rapport `a la figure II.5 : les raies des bras sont les plus fines dans la direction HT, et celles du fond les plus larges. Ceci permet d’affirmer que c’est la direction locale du tube en U par rapport `a celle du champ magn´etique qui rend la pr´ecession plus ou moins stable, et non la diff´erence de forme du tube entre les bras et le fond. Nous verrons par la suite (cf. section II.3) que ce trait est confirm´e par une ´etude syst´ematique, mais que nous n’en poss´edons pas l’explication.

Champ horizontal HN

La figure II.7 pr´esente des exemples de spectre de pr´ecession pour un angle α = 9^◦ et trois F_dip diff´erents (15, 27 et 40.5 Hz), dans un champ de direction HN, c’est-`a-dire horizontale et normale au plan du U. L’orientation de la polarisation est la mˆeme sur ces spectres que sur ceux de la figure II.6 ; la fr´equence de Larmor est ici encore ramen´ee `a 0 Hz.

On observe un seul groupe de raies plus ou moins bien r´esolues, centr´e autour d’une fr´equence proche de F_dip/4 (et rien `a gauche de la fr´equence de Larmor). Dans un mod`ele na¨ıf, toutes les zones de la cellule sont suppos´ees avoir `a peu pr`es la mˆeme fr´equence de pr´ecession et il n’est pas possible d’associer des raies `a des zones. On constate en outre le mˆeme ph´enom`ene de fort ´elargissement des raies avec une augmentation de F_dip (cf. figure II.7) ou de l’angle de

0 2 4 6 8 10 12

F_dip=40.5 ± 1.5 Hz

Fréq. relative à la fréq. de Larmor (Hz)

F_dip=27.0 ± 1 Hz F_dip=15.0 ± 0.5 Hz

Fig. II.7 – Exemples de spectre de pr´ecession pour un angle α = 9^◦ et trois Fdip diff´erents, dans un champ de direction HN

basculement (donn´ees non pr´esent´ees). Les ordres de grandeur des largeurs de raies montrent que les raies dans cette direction HN sont `a rapprocher des groupes de raies `a longue dur´ee de vie des autres directions (raies des bras pour la direction HT et raies du fond pour la direction V).

Il est d´elicat d’extraire des donn´ees quantitatives sur ces spectres. En effet ces donn´ees ont ´

et´e prises `a une p´eriode de la journ´ee o`u la stabilit´e du champ magn´etique n’est pas maˆıtris´ee ; de plus l’absence d’un pic bien r´esolu empˆeche de r´ealiser efficacement un recalage en fr´equence (cf. discussion sur la stabilit´e du champ, section II.2.1). Nous pr´esenterons n´eanmoins par la suite en section II.2.4 une m´ethode bas´ee sur la transform´ee de Fourier du module qui permet d’extraire des positions relatives de raies et de renseigner sur les largeurs.

Ainsi les premiers exemples de pr´ecession de l’aimantation dans le x´enon liquide hyper-polaris´e ont permis de mettre en ´evidence les originalit´es de la dynamique de ces syst`emes. L’´etude temporelle du signal de pr´ecession a permis de mettre en ´evidence une grande variation des temps de vie : des temps de vie tr`es longs (plusieurs dizaines de secondes) peuvent ˆetre obtenus `a F<sub>dip</sub> donn´e pour un angle de basculement petit, et des temps de vie tr`es courts pour le mˆeme F_dip apr`es un basculement de 90^◦. Les temps de vie courts seront interpr´et´es comme un effet d’instabilit´es qui se d´eveloppent sous l’effet des champs dipolaires dans les milieux hyperpolaris´es.

L’´etude spectrale du signal de pr´ecession a r´ev´el´e des structures spectrales complexes pour ce signal. Pour de petits angles de basculement, deux groupes de raies fines et r´esolues sont visibles, de part et d’autre de la fr´equence ce Larmor. Un groupe de raies correspond `a la pr´ecession dans les bras, l’autre `a celle du fond du tube en U. Les positions et les largeurs de ces diff´erentes raies varient en fonction de F_dip, de α et de la direction du champ magn´etique. Nous pr´esentons dans la section suivante une ´etude syst´ematique de la position des raies en fonction de ces trois param`etres, et nous montrons que ces positions sont une cons´equence d’un effet dipolaire appel´e spectral clustering et qu’elles sont quantitativement reproduites par un mod`ele ad´equat. Puis dans la section II.3 nous envisageons les variations des dur´ees de vie des diff´erentes composantes des signaux RMN en fonction de l’orientation de B₀, de F_dip et de α pour α petit (temps de vie que l’on peut relier aux largeurs de raies dans le spectre). Ces variations sont spectaculaires, mais assez mal comprises. Enfin la section II.4 est consacr´ee `a l’´etude des temps de vie dans le cas o`u α = 90^◦, temps de vie tr`es courts interpr´et´es comme une cons´equence de la croissance exponentielle d’un germe d’aimantation et r´ev´elant l’instabilit´e de la distribution d’aimantation initiale.