Polarisation dynamique nucléaire dans l'hydrure de lithium

HAL Id: jpa-00208643

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Submitted on 1 Jan 1977

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Polarisation dynamique nucléaire dans l’hydrure de lithium

Y. Roinel, V. Bouffard

To cite this version:

Y. Roinel, V. Bouffard. Polarisation dynamique nucléaire dans l’hydrure de lithium. Journal de

Physique, 1977, 38 (7), pp.817-824. �10.1051/jphys:01977003807081700�. �jpa-00208643�

POLARISATION DYNAMIQUE NUCLÉAIRE

DANS L’HYDRURE DE LITHIUM

Y. ROINEL et V. BOUFFARD

S.P.S.R.M.,

Orme des

Merisiers,

^BP

2,

^{91190 Gif sur}

Yvette,

^France

(Reçu

^le

26 janvier 1977, accepté

^{le 31 mars}

1977)

Résumé. ²⁰¹⁴ Des polarisations nucléaires de 60 % ^{pour les} protons ^{et 40} % pour les 7Li ont été obtenues dans des échantillons de LiH, ^au moyen de

l’Effet

^{Solide dans un} champ ^{de 5 T et à une} température ^de 0,6 ^{K. Les} impuretés

paramagnétiques

utilisées pour l’effet solide sont des centres F, créés par

irradiation 03B2

des échantillons au

voisinage

^{de la}

température

^de

l’argon

liquide. ^{Les condi-}

tions de l’irradiation ont été variées pour obtenir les meilleurs résultats. Sur chaque échantillon,

nous avons mesuré la

polarisation

^{et le} temps de relaxation

dipolaire

nucléaires, ^les concentrations, forme de raie RPE et relaxation

spin-réseau

^{des centres F. Ces} paramètres

électroniques

^{ont été}

déterminés en mesurant le

déplacement

des raies RMN induits par ^une saturation connue de la RPE.

L’influence de la température de l’échantillon durant l’irradiation a été analysée. ^{Des anomalies}

dans les temps ^de relaxation indiquent ^la

présence

à la fois d’amas de centres F faiblement

couplés

et de petites

particules

colloïdales de Li

métallique.

Abstract. ²⁰¹⁴ Nuclear polarizations ^{of 60}

%

^for protons ^{and 40} % ^{for 7Li} have been obtained in LiH

samples by ^means of the Solid

Effect

^{in a field of 5 T and at a} temperature of 0.6 K. The paramagnetic impurities used for the solid effect are F-centers, ^created

by 03B2

irradiation of samples ^near liquid argon temperature. ^The conditions of the irradiation have been varied to obtain the best results. For each

sample,

^we have measured the nuclear

polarization

^and

dipolar

relaxation time, the F-center concen-

tration, ^EPR

lineshape

^and

spin-lattice

relaxation. These electronic parameters have been determined

by

measuring

^{the shift of the NMR} lines induced by ^a known saturation of the EPR. The influence of the temperature

sample during

^the irradiation has been examined. Anomalies in the relaxation rates indicate the presence both of clusters of

loosely

bound F-centers and of small Li colloidal centers.

Classification

Physics ^Abstracts

8.620 ^- 8.634 ^- 8.670

1. Introduction. ^- L’obtention d’une

polarisation

nucl6aire 6lev6e dans une substance riche en protons

comme LiH

presented

^un

grand

^{interet en}

physique

nucl6aire des hautes

energies [1, 2],

^ainsi que pour de nombreuses etudes de resonance

magnétique [3-7].

En se basant sur des travaux

d6ji

^{effectues sur LiF}

[8- 10],

nous avons

entrepris

^{une s6rie}

d’experiences

^en

vue de

polariser

des 6chantillons de

LiH

_que nous nous proposons d’utiliser _par la suite a 1’6tude de

l’antiferromagnétisme

nucléaire. Pour creer une forte

polarisation

^nucl6aire par la m6thode de

1’effet solide,

^{on sait}

qu’il

^{faut saturer hors centre la raie de}

resonance

6lectronique (RPE)

^des

impuretes

parama-

gn6tiques

que l’on a

pr6alablement

introduites dans l’échantillon

[11].

^{Un r6sultat}

encourageant

^{avait 6t6} obtenu en 1975 en irradiant avec des electrons de 3 MeV un 6chantillon mince de LiH _pur, refroidi _par 1’azote

liquide [12].

^Le detail des _processus

physiques

prenant ^{naissance au} sein de l’échantillon est assez

complexe,

^{et n’est} pas

toujours

entièrement

compris.

On constate

qu’il aboutit,

dans certains _cas, a la formation de centres F

qui

^{servent de} base a la

polarisation dynamique [13-18].

^Les difficult6s ren-

contr6es lors des

premi6res experiences

6taient de deux

types : 1)

^mauvaise

reproductibilitE

^des

^r6sultats, 2)

occurrence

d’explosions

violentes dues a l,rradia- tion de l’azote

liquide

a l’air libre

[12].

Dans le but de résoudre ces

difficultes,

nous avons construit un

dispositif

d’irradiation mieux

adapt6,

fonctionnant en

circuit

fermé

^{et utilisant}

l’argon

^comme

liquide refrigerant.

L’ensemble de

l’appareillage

^{sera decrit}

plus

^en details dans une autre

publication [19].

^{11 est}

constitue essentiellement d’une cavite d’irradiation comportant ^{dans sa}

partie supérieure

^{une mince}

fenetre d’aluminium pour laisser passer les

electrons,

et d’un condenseur

d’argon r6frig6r6

par de l’azote

liquide. L’argon 6vapor6

dans la cavité est recueilli dans la

partie

^{haute du}

condenseur, liquefie, puis réinjecté

^dans la cavité. Grace a un servo-mecanisme

agissant

^sur le debit d’azote

liquide,

la tension de

Article published online by EDP Sciences and available at http://dx.doi.org/10.1051/jphys:01977003807081700

818

vapeur de

1’argon

gazeux ^est maintenue a une valeur

sup6rieure

^{a la}

pression atmosph6rique.

^Les

risques

de

pollution

par

l’oxyg6ne

^{et 1’azote ont ete ainsi}

61imin6s et

1’appareillage

fonctionne de

facon

^satis-

faisante

depuis plus

^{d’un an. Le}

dispositif

permet d’irradier

jusqu’A

^six 6chantillons simultan6ment.

Chaque

6chantillon peut ^etre

r6gl6

^en hauteur inde-

pendamment

des autres, ^et deux resistances au

platine

permettent ^de

reperer

^{le niveau}

d’argon liquide

^{dans la}

cavite. Comme nous le verrons

plus loin,

^{cette donn6e}

est tr6s

importante.

Après irradiation,

^{il est} necessaire de conserver les 6chantillons dans 1’azote

liquide,

^{car les centres F}

sont instables a

temperature

ordinaire. Sur les échan- tillons ainsi

obtenus,

^{nous avons}

mesure,

^{outre la}

polarisation nucl6aire,

differents

param6tres

suscep- tibles de

jouer

^un role dans la

polarisation dynamique

et pour la creation d’un 6tat

antiferromagn6tique [7] :

concentration et

temps

de relaxation

electronique

^des

centres

F, temps

de relaxation Zeeman et

dipolaire

^des

spins

nucl6aires. Sur certains

6chantillons,

^nous

avons

egalement

effectue des mesures

compl6mentaires

telles _{que :} forme de raie

6lectronique,

^distance

opti-

male de

polarisation dynamique.

^{Ces mesures seront}

d6crites aux

paragraphes

^{3.4 et 3.5.}

2. Mithodes

exp6rimentale&

^{- Toutes les mesures}

ont ete faites dans un

champ magnetique

^{de 50-55}

kG,

cree _par un sol6noide

supraconducteur.

^La

temp6ra-

ture de 1’echantillon est maintenue au

voisinage

^de

0,5

^{K a} 1’aide d’un

r6frig6rateur

^a

^3He. L’appareillage

et les m6thodes de mesure ont

deja

ete decrits

plus complètement

par ailleurs

[6], [20, 21].

^Nous

rappelons

brièvement le

principe

^{de la mesure des}

param6tres 6lectroniques,

^en l’absence de

spectromètre

^RPE

(NEDOR).

^{Dans un} echantillon non

sph6rique,

^les

spins

voient, ^{outre le}

champ applique,

^un

champ suppl6mentaire,

^dit

champ interne, qui

^{est du aux}

interactions

dipolaires

^entre

spins.

^La contribution des

spins 6lectroniques,

d’aimantation

A,,,

^au

champ

interne vu par les _noyaux est

egale

^à

ou le facteur de forme

j,

^{nombre sans}

dimension, positif

^ou

n6gatif, depend

^{de la}

géométrie

de 1’echan- tillon et peut etre calcule

th6oriquement [6, 22].

^La

relation

(1)

permet, ^{en mesurant le}

deplacement

^des

raies de resonance nucl6aires du aux centres

F,

^d’en d6duire

l’aimantation,

donc la concentration de ces

demiers. On

peut 6galement

par ^cette methode mesurer

le temps de relaxation

6lectronique Tle

^{des centres}

[20].

Grace a la

longueur

^de

T1e

^{dans nos}

echantillons,

toutes les mesures peuvent etre faites en

enregistrant

les variations de la d6riv6e du

signal d’absorption

nucl6aire au

voisinage

^{du centre de ce}

^dernier,

^{a 1’aide}

d’une

petite

modulation sinusoidale du

champ magne- tique

^{et d’un detecteur}

synchrone.

^{Par cette}

m6thode,

nous pouvons ^mesurer des concentrations 6lectro-

niques Ne

^de l’ordre de 2 ^x

1018 cm-3

avec une

pola-

risation nucléaire de seulement 1

%. Pratiquement,

il nous a

toujours

^ete

possible

^{de mesurer}

Ne

^et

Tie

dans les 6chantillons _que nous avons pu

polariser.

3. R6sultats. ^- 3.1 POLARISATION NUCLEAIRE. -

L’hydrure

de lithium _pur est un solide

transparent.

Apr6s irradiation,

^les 6chantillons peuvent ^{etre de} deux couleurs

possibles :

rouge ^ou bleu sombre. Nous

n’avons jamais

pu provoquer de

polarisation

^nucl6aire

mesurable dans les 6chantillons color6s en rouge. Par contre, ^tous les 6chantillons bleus 6taient

capables

d’atteindre une

polarisation

nucleaire d’au moins

quelques

pour ^cent. Les mesures du niveau

d’argon liquide

effectuées en cours d’irradiation

indiquent

que ^tous les echantillons _rouges 6taient ceux

immerges

dans le

liquide,

^alors que les echantillons bleus 6taient

ceux situ6s au-dessus du niveau du

liquide.

^{Ces resultats}

ne peuvent pas etre

expliques uniquement

par ^une difference dans la dose _rerue, due au

freinage

^des

electrons _par

I’argon liquide.

^{En effet}

1’epaisseur d’argon liquide

n6cessaire _pour absorber la moiti6 des electrons incidents

(d’6nergie

³

MeV)

^{est de}

1’ordre de 4 _mm, alors _que certains echantillons _rouges etaient situes a moins de 1 mm de la surface du

liquide.

En outre, ^{meme en} faisant varier la dose d’un facteur 10

(voir

^Tableau

I),

^{on retrouve}

toujours

la meme diff6-

rence de comportement ^entre les 6chantillons situ6s dans le _gaz et ceux situ6s dans le

liquide.

^Nous pen-

sons que ^cette difference est due a la

température

^de

1’echantillon

pendant

l’iffadiation. Avec les densites de courant couramment utilis6es lors des irradia- tions

( N

¹⁰

J.1A/cm2)

^{le flux}

d’énergie

des 6lectrons est de l’ordre de 30

W/cm2.

^{Une fraction non}

negli- geable

^{de cette}

energie

^{est absorb6e} par les échan- tillons

(10 % environ)

^et par leur support : ^{ceux situ6s} dans le _gaz, etant moins bien

refroidis,

prennent alors une

temperature plus

^6lev6e que ^ceux situes dans le

liquide.

La

plus grande polarisation

^{nucl6aire a} ete obtenue

avec 1’echantillon ^no 9. Elle est d’environ 60

%

pour les

protons

^{et 40}

%

pour les _noyaux

de’Li.

Ces chiffres

correspondent

^{a une}

temperature

^de

spin 6gale

pour les deux

esp6ces.

^Des

experiences

^de

melange

^ana-

logues

a celles d6crites dans les references

[8-9]

^ont

prouvc

que, ^en

presence

^de

I’hyperfr6quence,

^les

differentes

esp6ces

^de

spins

nucl6aires 6taient tou-

jours

^fortement

coupl6es

^{entre elles} par l’intermédiaire des interactions entre

spins électroniques [11].

^La

caract6ristique

^la

plus frappante

^est 1’extr8me lon- gueur du temps ^de

polarisation nucléaire,

^{du a la}

longueur

^des temps ^de relaxation

electronique.

^La

polarisation

^des

protons

^{de 60}

%

dans 1’echantillon no 9 a ete obtenue au bout de 100 heures. Sur certains

6chantillons,

^le temps ^de

polarisation

était tellement

long

que ^nous n’avons _{pas pu} mesurer la

polarisation

limite de

facon

^commode.

TABLEAU I

3. 2 CONCENTRATION ET TEMPS DE RELAXATION ELEC- TRONIQUE. ^- Le tableau I

pr6sente quelques

^resultats

de mesures effectuées sur un certain nombre d’6chan- tillons

typiques.

^La

premi6re

^colonne

indique

^la

cote x des echantillons situ6s dans le _{gaz par} rapport a la surface libre du

liquide.

^{A cause notamment des}

remous et de

l’impr6cision

^{sur le}

rep6rage

^des

niveaux,

l’incertitude sur ces cotes est de l’ordre du mm. La deuxi6me colonne

indique

la dose totale d _{reçue par} les 6chantillons. Ces chiffres résultent d’une estima- tion de la

largeur

^{de la trace du faisceau}

6lectronique

au niveau de la cavité d’irradiation et sont entach6s d’une certaine

imprecision. Cependant il

^{est certain}

que les echantillons d’une meme

s6rie,

irradi6s simul-

tanement,

ont reru la meme dose. La troisi6me colonne

indique

^le temps de relaxation Zeeman

Tl.

^des

spins

nucleaires a

4,2

^{K. La}

quatri6me

^{et la}

cinqui6me

colonne

indiquent respectivement

la concentration

Ne

et le temps de relaxation

6lectronique Tie

^{des centres}

paramagnétiques.

^Ces

quantit6s

^ont 6t6 mesur6es par la m6thode du

NEDOR,

mentionnée

plus

^haut.

La sixi6me colonne donne la vitesse initiale avec

laquelle

^{croit la}

polarisation

^nucl6aire par

polarisa-

tion

dynamique,

^a

partir

^{de sa valeur}

d’6quilibre thermique.

Cette vitesse vp ^est

exprim6e

^{en nombre}

de

signaux d’6quilibre thermique

^a

4,2

^K par minute.

A

partir

^{de ces donn6es}

exp6rimentales,

^{nous avons}

calcule dans la

septi6me ^colonne,

^le

rapport Ne/Tle.

La

figure

^{1 montre} que, a part ^trois

points

^aberrants

(peut

etre dus a un mauvais

reglage

^de

I’hyperfr6-

quence pour ^ces

6chantillons)

il existe une forte correlation entre

Ne/Tie et

_vp. ^Notamment pour

Ne/Tle ^{1018 cm-3} S-l,

_vp ^est

proportionnelle

^à

N.ITI,.

FIG. 1. ^- Ne/Tle ^en fonction de la vitesse de polarisation ^initiale.

[N,.IT,, ^{as a} function of the initial nuclear polarization growth rate.]

On peut ^constater

également

que pour ^une meme dose _recue, la concentration

électronique

^{est une}

fonction croissante de la cote des

6chantillons,

^donc

de leur

temperature (voir

par

exemple

les series C et

E).

^Par contre, ^le temps de relaxation

électronique

820

varie dans des

proportions importantes (0,3

^{a 215}

s)

sans que l’on

puisse

^{correler ses} variations avec celles des autres

param6tres experimentaux.

^{La relaxation}

des centres F a fait

1’objet

^{de nombreux calculs}

th6oriques

^et de verifications

exp6rimentales

^{dans les}

halog6nures alcalins,

^et le m6canisme de relaxation par les

phonons

du reseau d’un centre F isolé est bien

compris [23-25].

^En

extrapolant

des r6sultats

exp6rimentaux

obtenus dans

KI,

^{KBr et KCl}

[25],

nous avons calcule le temps de relaxation

spin-reseau

que devraient avoir des centres F isol6s

(a

^{50 kG}

et

0,5 K)

^{dans LiF et} LiH. Nous avons trouve :

Le fait _que les

temps

de relaxation mesures soient tr6s inf6rieurs a cette valeur

th6orique,

et surtout

qu’ils

soient diff6rents d’un 6chantillon a

l’autre,

prouve que dans nos

6chantillons,

^{la relaxation}

électronique

^{a lieu par un mécanisme}

plus complexe, probablement

du a la forte concentration des centres

(~ 10 cm -3).

^Ce

point

^sera

repris

^au

paragraphe

^{3. 4.}

3.3 RELAXATION ZEEMAN NUCLEAIRE. - Nous

avons observe sur certains échantillons

(représentés

dans le tableau

II)

^une vitesse de

polarisation

^initiale

6lev6e,

mais d6croissant

rapidement

^{avec la}

polarisa-

tion. En

consequence,

^la

polarisation

nucléaire limite atteinte _par ces 6chantillons se situe a un niveau assez

faible. En outre, nous avons constate sur ces 6chantil- lons des anomaiies dans les variations

thermiques

^du

temps

de relaxation Zeeman.

TABLEAU II

Lorsque

la relaxation nucleaire est causée _par des

impuretes paramagn6tiques fixes,

^de

frequence

^de

resonance _ve, on peut ^montrer que le temps ^{de relaxa-} tion

Tin

^est

proportionnel,

entre autres

choses,

^au

facteur

de Boltzmann des

impuret6s :

Cette loi conduit a des

temps

^de relaxation nucl6aire variant très

rapidement

^{avec la}

temperature

^{dans nos}

conditions

exp6rimentales.

Pour des valeurs de

H/T

inférieures a 50

kG/K,

^{nous avons} effectivement vérifié

que ^nos 6chantillons suivaient la loi

(3) où Ve

^{est la}

frequence

de resonance des centres F. Les 6chantillons du tableau II

pr6sentent,

^aux

plus

^basses

temperatures,

c’est-a-dirc _pour

HIT >

⁵⁰

kG/K,

^une variation beau- coup

plus

lente. Ces resultats peuvent

s’expliquer

^en

supposant

1’existence,

^dans

1’echantillon,

^de

petites particules

de lithium

métallique.

^{Dans un}

metal,

^la

relaxation nucl6aire varie comme

11T,

^donc

beaucoup plus

^lentement que

(3).

^On peut ^d’autre

part invoquer

diff6rents m6canismes de

couplage

^des noyaux de

’Li

du LiH A ceux des

particules m6talliques (notamment

le

couplage

^via les interactions

spin-spin

^6lectro-

niques [11]).

^{Dans ces} conditions les

particules

^de

lithium

m6tallique

^{créent sur} 1’ensemble des

spins

nucl6aires une

fuite

de relaxation limitant la

polarisa-

tion

dynamique,

^et raccourcissant le

temps

^{de relaxa-} tion nucleaire.

3.4 FORME DE RAIE

ÉLECFRONIQUE.

^{- Notre} _spec-

tromètre de RPE à 150

GHz,

^construit

uniquement

pour la

polarisation dynamique, possède

^{une mauvaise}

sensibilite et ne permet pas d’observer directement la raie de resonance des centres F dans LiH. Nous avons

pu

cependant

^mesurer indirectement la forme de raie

en utilisant la m6thode du NEDOR. Pour ces

exp6- riences,

^la

puissance hyperfr6quence

^est

r6gl6e

^{a un}

niveau assez faible _pour induire une saturation des centres F inferieure a

0,3.

^On

peut

^{montrer de}

facon g6n6rale

que le

signal

^NEDOR

obtenu,

c’est-a-dire le

d6placement

des raies de resonance nucl6aire induit par la

saturation,

^est

identique

^au

signal d’absorption

RPE si le temps de relaxation

6lectronique Tl.

^{est le}

meme en tout

point

de la raie RPE. Consid6rons en

effet les variations de

v1Le,

dues a l’action combin6e de deux facteurs :

1) L’absorption d’6nergie hyperfréquence, qui

^tend

a saturer la RPE avec une

probabilite We :

Par

definition, dA,,/dtHy,,,,,

^est

proportionnel

^au

signal d’absorption

^mesure par ^une

experience

^de

RPE

classique.

2)

^La relaxation

spin-r6seau :

of

A.0

^est la valeur

d’6quilibre thermique

^de

tÂt,e.

Le

signal

^{NEDOR est}

proportionnel

^{aux variations}

de 1’aimantation

électronique,

^{donc a}

tÂt,e - A.0.

D’autre

part

^{on a en}

regime

permanent :

soit

La raie NEDOR est donc

proportionnelle

^{a la raie}

RPE,

si le facteur de

proportionnalité IIT,,,

^{est cons-}

tant. En

particulier,

pour obtenir une raie NEDOR

non

distordue, il

^{faut comme} dans le cas de la

RPE,

que la saturation

6lectronique

^soit suffisamment faible.

Pratiquement,

^on peut ^{obtenir un} spectre NEDOR soit en

gardant

^le

champ magn6tique

^fixe

et en

balayant

^la

frequence

micro-onde

(Fig. 2),

soit au contraire en

gardant

^la

frequence

^{fixe et en}

mesurant le

d6placement

des raies nucl6aires ^en fonc- tion du

champ magnétique.

Cette demi6re

procedure exige

^un accord de la

frequence

^RMN pour

chaque

nouvelle valeur du

champ magn6tique,

mais l’inter-

pr6tation

^{des r6sultats s’en trouve} facilitke. En

effet,

cette m6thode

permet

^de s’affranchir

1)

des variations de niveau

hyperfréquence

^sur 1’6chantillon en fonction de la

fr6quence, 2)

de la calibration de

fr6quence

^{de la}

source micro-onde

(carcinotron).

^La

figure

³

repre-

sente le

signal

^{NEDOR en} fonction du

champ magn6- tique

pour trois

polarisations

nucleaires différentes.

On constate que,

lorsque

^la,

polarisation

^nucléaire

augmente,

la raie RPE subit un rétrécissement et une translation d’ensemble. Pour une

polarisation

^des

protons 6gale

^{a 50}

%,

^le

d6placement

^{observe est}

6gal

à 60

G,

soit presque la

largeur

de raie a mi-hauteur.

On sait _que la forme de raie RPE des centres F est due

aux interactions

superhyperfines

de 1’61ectron avec

les

spins

^des noyaux

qui

^{entourent le centre}

[27, 14].

Ces _noyaux anormaux

(parce

que leur

fréquence

^de

resonance est

déplacée

par suite de l’interaction avec

1’electron)

^sont peu nombreux et

généralement

^invi-

sibles _par resonance nucl6aire

[28].

^{Si ces} noyaux

anormaux n’6taient _pas

couples

^{aux autres}

spins

nucl6aires de

l’échantillon,

ils devraient

acqu6rir quasi

instantanément leur

polarisation d’6quilibre

FIG. 2. ^- Signal NEDOR a faible puissance hyperfr6quence

obtenu en balayant 1a tension de ligne ^{de la source} hyperfrequence (carcinotron).

[NEDOR signal ^at low microwave _power, obtained by fixing ^the magnetic ^{field and} sweeping ^{the line} voltage of the microwave source

(carcinotron).]

FIG. 3. ^- Signal ^{NEDOR a faible} puissance hyperfrequence ^obtenu

en gardant ^la frequence ^{fixe et en} variant le champ magn6tique.

Les trois courbes correspondent ^{a trois} polarisations ^nucl6aires

différentes. La position ^de polarisation dynamique ^{est au} point ^A.

[NEDOR signal ^at low microwave power, obtained by fixing ^the frequency ^and varying ^the magnetic field. The three curves corres-

pond ^to three different nuclear polarizations. ^The position ^for dynamic polarization ^{is at} point

A.]

(correspondant

^{a la}

polarisation dynamique)

^{et le}

d6placement 6lectronique

^serait

ind6pendant

^des

noyaux ^normaux. En

fait,

^{on constate} que ^ce

d6place-

ment

augmente lorsque

^la

polarisation

^des noyaux

normaux

augmente.

Ce r6sultat

peut s’interpr6ter

en

supposant

que les _noyaux anormaux ont a tout instant une

polarisation proche

de celle des noyaux normaux, donc

qu’ils

^sont

plus

^fortement

couples

a ces demiers

qu’A l’impuret6 paramagn6tique qu’ils

entourent.

La courbe no 1 de la

figure

^{3 semble}

indiquer

que, m6ne a faible

polarisation nucl6aire,

^la form6 de la raie RPE n’est _pas

sym6trique.

^Une

explication

^{a ce}

ph6nom6ne

^est

1’existence,

^{au sein de}

l’échantillon,

de

plusieurs espèces

^{de centres}

paramagnétiques,

dont le facteur de Land6 est

légèrement

^diff6rent.

Il a 6t6

sugg6r6 qu’a

^ces fortes concentrations

(- ¹⁰¹⁹ cm- 3)

coexistent ^{dans le}

cristal, A

^{la fois}

des centres F et des amas de

plusieurs

^centres

^F,

fortement

couples

^{entre eux par} 1’interaction ^d’6-

change [15].

^{Ces amas ont une raie de resonance}

retrecie _par

1’6change qui

^se

superpose A

^{celle des}

centres F.

Cependant

leur facteur de Lande peut 8tre

16g6rement

^{different et il est}

possible

que les deux raies soient d6cal6es en haut

champ,

^ce

qui

pour- rait

expliquer

la forme des courbes de la

figure

^3.

L’existence d’amas de ^{centres F}

couples

par

6change

a

6galement

^ete

invoqu6e

pour

expliquer

^le

comporte-

ment

extrinsèque

de la relaxation des centres F dans KCl

[29],

^{cette demi6re} ayant lieu via les _amas,

qui

822

relaxent

plus rapidement

que les centres isol6s. La concentration et la

r6partition

^{de ces amas est} suscep- tible de varier en fonction de nombreux facteurs

comme : la dose

d’irradiation,

la concentration des centres

F, 1’effet

^{de la}

lumi6re,

les d6fauts de

reseau,

etc... 11 n’est _pas

etonnant,

^{dans cette}

perspective,

que la relaxation

6lectronique

observee dans LiH varie dans d’aussi

larges

limites d’une

faron

que ^nous

ne savons pas, a ^ce

jour,

controler.

Remarquons

que la m6thode de mesure de la forme de raie 6lectro-

nique employee

^{ici accorde un}

poids plus important

a

l’espèce

^de

spins

^relaxant

plus

^lentement

(centres isol6s),

^{si le}

couplage

^{avec les amas est}

trop

^faible pour

assurer

1’egalisation

^des temps de relaxation de tous les

spins 6lectroniques

de l’ échantillon.

3.5 POSITION OPTIMALE DE POLARISATION NUCLEAIRE

ET POLARISATION

TLECTRONIQUE.

^{- Par} suite de la

longueur

^des

temps

^de

polarisation nucl6aire,

^{il a 6t6}

difficile de

rep6rer

^avec

precision

^la

position optimale

de

polarisation.

^Sur 1’ensemble des 6chantillons

6tudi6s,,

^{cette distance est de 40 G en} moyenne par rapport ^{au centre} de la raie

6lectronique

^observ6e

a faible

polarisation

nucléaire. 11 ne semble _pas n6ces-

saire,

pour obtenir les meilleurs

r6sultats,

^de

changer

les

r6glages

^{en cours de}

polarisation

pour suivre le

deplacement

de la raie RPE. Ceci contraste avec les

experiences

^de

polarisation dynamique

^{dans LiF}

^ou,

il est

vrai,

^la

largeur

^de

raie,

^et par suite le

deplacement

6taient

2,5

^fois

plus grands.

^En

general la polarisation dynamique

^a ete effectuée en

presence

^{d’une modula-}

tion de

champ

sinusoidale de

fr6quence

^{300 Hz et}

d’amplitude

10 G. Nous avons constat6 _que ni la

fr6quence,

ⁿⁱ

l’amplitude

^du

champ

de modulation n’influaient sur la

polarisation dynamique.

11 est

possible

^de mesurer, par la

technique

^du

NEDOR,

^la

polarisation 6lectronique pendant

^la

polarisation dynamique nucl6aire,

c’est-A-dire simul- tanement a la saturation hors centre de la RPE.

Soient ^en effet

6H,(O)

^et

6H,(A)

^le

signal

^NEDOR

mesure au cours d’une saturation

respectivement

au centre et a une distance 4 du centre de la raie

6lectronique.

^La

polarisation Pe(d ) prise

^{par le sys-}

t6me

6lectronique

^{au cours de} l’irradiation a la dis- tance 4 est

6gale A :

ou

Po

^{est la}

polarisation 6lectronique d’6quilibre thermique.

(Dans

^nos conditions

experimentales, Po

⁼

1.)

Nous avons

trouve,

Des mesures de ce genre peuvent constituer un test des theories existantes de

polarisation dynamique

nucl6aire dans les solides.

3.6 RELAXATION DIPOLAIRE DES NOYAUX. - Les 6chantillons de LiH etudies 6tant

susceptibles

^de

servir a 1’etude de

l’antiferromagnétisme nucl6aire,

il est

important

que leur temps de relaxation

dipolaire

nucl6aire soit le

plus long possible.

^{Nous avons donc}

mesure ce

temps TD

pour ^tous les 6chantiRons a une

temperature

voisine de

0,5

^{K. Pour}

quelques

^échan-

tillons,

nous avons

6galement

6tudi6 la variation

thermique

^de

To.

^La m6thode de mesure de

TD

consiste d’abord a

pr6parer

^le

syst6me

^de

spins

nucl6aires dans un 6tat ou toute son

energie

^{se trouve}

dans les interactions

dipolaires

^entre noyaux. Cette

premi6re 6tape

^{est atteinte} par ^une d6saimantation

adiabatique

dans le referentiel toumant

(ADRF)

arr8t6e au centre de la raie. Le

champ

de radiofr6- quence

H1

^utilise pour 1’ADRF est de l’ordre de 10

mG,

^et la vitesse de

balayage

^du

champ dH/dt

de l’ordre de 1

G/s.

A la fin de 1’ADRF le

syst6me

se trouve dans un ctat caract6ris6 _par une

temperature

Zeeman inverse a nulle et une

temperature dipolaire inverse

^tr6s

supérieure

a celle du reseau

PL [30].

Le

champ H1

^{est alors}

coup6, et j8

^{relaxe vers}

PL

^{dans le}

referentiel du laboratoire d’une

faqon qui,

^{dans la}

limite haute

température (cette

^{notion est}

pr6cis6e

^dans

la reference

[31]),

^est

exponentielle.

^Nous

enregistrons

dans ces

conditions,

a 1’aide du détecteur

Q-m6tre

fonctionnant avec un

petit champ

^de

radiofr6quence Hi Hi (de facon

^{a ne} pas ^saturer le

signal),

^le

signal d’absorption dipolaire, qui

^est

proportionnel

^a

P.

Ce

signal dipolaire

^6tant

antisym6trique,

^{il est}

commode de mesurer sa d6riv6e au centre de la réso-

nance

(Fig. 4)

par les

techniques

usuelles de la détec- tion

synchrone.

^{Nous avons souvent observe} que 1’evolution du

signal

^n96tait pas

exponentielle lorsque

la

polarisation

^{nucl6aire avant} I’ADRF 6tait assez

6lev6e et la

temperature

de 1’6chantillon assez basse.

Ceci peut etre du a deux causes :

1)

^une variation de

temperature

^de 1’6chantillon

apr6s I’ADRF, 2)

^des

FIG. 4. ^- Derivee du signal d’absorption dipolaire ^des noyaux

de’Li en fonction du champ magn6tique.

[Derivative ^{of a} dipolar absorption signal ^{of’Li nuclei as a function}

of the magnetic field.]

effets non linéaires en

temperature

^de

spin [5].

^{Afin de}

d6finir

TD

^sans

ambiguit6,

^{seule la}

partie

finale de la courbe de relaxation a 6t6 retenue : elle

correspond

^en

effet a une

temperature

de l’échantillon

plus

^stable

et A des valeurs

de fl

suffisamment faibles.

La

figure

⁵

repr6sente

^le

logarithme

^de

TD

^{en fonc-}

tion du rapport

H/T,

pour les diff6rents 6chantillons du tableau I. La courbe

TD

⁼

f (HIT)

^{a ete trac6e}

compl6tement

pour 1’echantillon no 1 : Elle montre que

TD

^est

proportionnel

^au facteur de Boltzmann

[5]

des centres

F, exp(1iYe H/kT),

pour

H/T

⁵⁰

kG/K

mais

qu’il

varie ensuite

beaucoup plus

^lentement.

Pour les autres

6chantillons,

^{nous avons mesure}

TD

a une seule

temperature,

voisine de

0,4 K,

^a

1’excep-

tion des 6chantillons

6, 7

^{et 9 ou deux}

temperatures

^ont

6t6

explor6es.

^Le

comportement thermique

semble etre le meme _pour tous les

6chantillons,

^notamment

1’6cart _par rapport ^au facteur de Boltzmann a basse

temperature.

^A

0,4

^K

(et

^{dans un}

champ

^{de 50}

kG) TD

^{varie de 200 a 3 500 s environ}

(soit

^{3 a 60}

min.)

d’un 6chantillon a

1’autre,

^{et il}

n’y

^a pas de correla- tion entre

TD

^et

Ne/Tle

^{dans ce} domaine de

temp6ra-

ture.

L’extrapolation

de la courbe

TD

⁼

f (H/T)

permet ^de

pr6voir 1’augmentation

^de

TD

que 1’on peut

esp6rer

^en

augmentant

^le

champ magn6tique

^{et en}

diminuant la

temperature.

FIG. 5. ^- Temps de relaxation dipolaire ^des noyaux ^en fonction du rapport H/T pour les diff6rents echantillons 6tudi6s.

[Dipolar relaxation time of the nuclei, ^{as a} function of the ratio H/T

for the various samples studied.]

4. Conclusion. ^- Le nouveau

dispositif

^construit

pour l’irradiation d’6chantillons de LiH a

am6lior6

la fiabilité des

experiences,

^{et a}

permis

de d6celer 1’effet de la

temperature

des 6chantillons en cours d’irradia- tion : les 6chantillons irradi6s a la

temperature

^de

1’argon liquide (90 K)

^sont de couleur _rouge et ne

sont pas

appropri6s

^{a la}

polarisation dynamique

nucl6aire. Nous pensons que c’est le nombre de centres F

qui

^est insuffisant dans ces 6chantillons. En effet l’efficacité de formation

primaire

^{des centres}

possède, d’apr6s

certains auteurs, ^une

6nergie

^d’activa-

tion W de l’ordre de

quelques

centaines de

degr6s [17].

Si l’on

augmente

^la

temperature

^{au cours de l’irradia-}

tion,

^{on constate :}

1)

que les 6chantillons prennent ^{une couleur}

bleue, 2)

que la concentration des centres F augmente,

3) qu’apparaissent

^{des centres} de relaxation elec-

tronique rapides, qui pourraient

^{etre des amas de}

centres F

couples

par

6change.

11 se cree

aussi,

dans certains _cas, des

particules de

lithium

m6talliques qui

^ont pour effet nefaste de raccourcir la relaxation nucl6aire et de limiter la

polarisation dynamique

^a de faibles

valeurs.

^La

formation de ces

particules m6talliques

^est

g6n6rale-

ment observ6e lors de l’irradiation d’echantillons de LiH a

temperature

^ambiante

[13, 32, 33],

^{et il doit}

s’agir

^dans notre cas, d’6chantillons ayant ^{6t6 mal} refroidis durant tout ou

partie

de l’irradiation

(ces

6chantillons etaient situes assez haut _par rapport

au niveau du

liquide).

^{Il convient}

donc,

pour obtenir les meilleurs

r6sultats,

de maintenir la

temperature

des. echantillons a une valeur interm6diaire entre

1’argon liquide

^et 1’ambiante

(en

^utilisant par

exemple

du

krypton qui

bout a 120

K).

Les resultats

pr6liminaires

des etudes d’antiferro-

magn6tisme

nucl6aire effectuées sur ces echantillons par resonance

magnetique

nucl6aire tendraient à

prouver

que les

polarisations

nucl6aires atteintes sont encore insuffisantes. Il serait souhaitable d’obte- nir une

polarisation

^des protons

supérieure

^{a 80}

%,

avec une concentration en centres F n’exc6dant _pas

1019 cm-3.

Afin d’ameliorer les

performances

^des

6chantillons

existants,

^des travaux sont actuellement

en cours pour augmenter ^le

champ magn6tique (65 kG)

^et diminuer la

temperature (0,2

^K

?) pendant

la

polarisation dynamique.

^{Ceci aura}

6galement

pour effet

d’allonger

^le temps de relaxation

dipolaire TD

des _noyaux.

Enfin,

^{le meilleur test} de 1’existence d’une structure nucl6aire ordonn6e serait une

exp6-

rience de diffraction de neutrons,

6galement

^en

pre- paration

^{dans nos} laboratoires.

Remerciements. ^- Les auteurs remercient vivement le Professeur A.

Abragram

^{et Monsieur M. Goldman}

pour les fructueuses discussions

qu’ils

^{ont eues avec}

eux et pour l’int6r8t constant

qu’ils

^ont

port6

^{a ce}

travail.

824

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