Настоящий параграф посвящен краткому изложению особен­ностей ядерного магнитного резонанса, необходимых для понима­ния физических процессов, происходящих в преобразователях ин­формации, использующих резонанс в ядерных ансамблях.

Заметим, что термин «ядерный магнитный резонанс» (ЯМР) охватывает более широкий комплекс резонансных явлений и отно­сится не только к резонансу собственно ядер, но столь же часто используется при описании резонансных процессов в атомах и более сложных, например, молекулярных совокупностях элементарных частиц, ионов, радикалов.

Основное внимание в настоящем параграфе уделим тем поня­тиям ЯМР, которые характеризуют принцип действия ядерно-пре - цессионных преобразователей, основанных ка использовании неста­ционарной прецессии ядер в магнитном поле, возникающей после выключения поля поляризации, — свободной ядерной прецессии. Так как в подобных устройствах, предложенных для изме­рения напряженности магнитного поля [Л. 47], обычно резонируют протоны воды, спирта и т. п. вещесте, их чувствительные элемен­ты— датчики часто называют протонно-прецессионными. По анало­гии протонно-прецессионными названы и соответствующие частотные преобразователи информации.

Мы будем отмечать в этом параграфё также некоторые полез­ные аналогии с широко используемым на практике стационарным ЯМР.

Известно, что механический момент количества движения ядра —► •

атома La и его магнитный момент р. совпадают по направлению и свя­заны зависимостью

О-2)

Грубо существование механического момента можно объяснить вращением ядра вокруг некоторой оси, а его магнитный момент еще более приближенно можно связать с вращением положитель­ных зарядов на поверхности сфе­ры — ядра (Л. 52], для которого линии тока можно представить условно, как показано на рис. 1-1.

При включении внешнего маг­нитного поля Я, направленного под углом к магнитному моменту

ц, возникает сила F, направлен-

ная под углом от вектора ц к Н.

Под действием этой силы возни­кает непрерывная регулярная пре­цессия вектора ц вокруг

ления вектора Н с угловой часто­той wo. Однако это могло бы иметь место для одиночного, не- Рис. 1-1. Элементарный магнит- связанного с окружающей средой ный диполь в магнитном поле, ядра, т. е. лри отсутствии по­терь.

Это движение изолированного ядра аналитически описывается уравнением [Л. 7]:

dy* -► -*

(1-3)

“57“ = Y [tJ - X Н ,

которое может быть представлено в виде

d^x, тг

dt Фу dt dpz

= — щхН; = 0,

(1-4)

dt

где р. х, ру, — проекция вектора магнитного момента р. на оси х, У, г.

Из этих уравнений следует, что в идеализированном случае, когда группа изолированных ядер имеет суммарный магнитный момент

= также изменяющийся согласно уравнению (1-3), используя схему на рис. 1-2, можно было бы обнаружить н&^зажимах соленойдй Lj некоторую переменную э. д. с. £ (t) с частотой <о0. Она опреде­ляется полем Н, которое можно найти, используя резонансный уси­литель и частотомер. (Связь выхода резонансного усилителя с кон­туром Ьг понадобится позже, для пояснения режима самовозбужде­ния.) Частота соо численно раина промзведению коэффициентов у

и Я, так как каждое из

Рис. 1-2. Прецессия суммарного маг­нитного момента группы искусственно ориентированных ядер.

уравнений для dixldt и diy[dt по существу опи­сывает вращение некото­рых векторов В ПЛОСКО­СТИ хОу с круговой ча­стотой, равной уН.

Появление э. д. с. объясняется обычной для электротехнического, устройства причиной изменение во времени величины проекции маг­нитного момента группы ядер на направление оси соленоида L вызывает изменение магнитного потока.

В действительности из-за теплового движе­ния ориентировать все ядра одинаково невоз­можно, и в ансамбле ядер наблюдается преобладание ориентации в статистическом смысле! Поэтому реально наблюдаемые сигналы весьма малы и э. д. с. при прецессии ядер в земном или более сла­бых 'полях из-за шумов и іпомех обнаружить не удается [1].

В установившемся режиме, как следует из третьего уравнения системы, величина проекции вектора цг постоянна во времени, а проекции и могут быть представлены в виде

(1-5)

Рх =txrsin(<D0*+ <р);

t^—P'rCOS ((О0/+<р),

где

v-t = fv-l + v-2y ; “»=тЯ;

<р — начальная фаза колебаний.

Эти выражения следуют из точного решения уравнений (1-4), полученного, например, путем дифференцирования первого уравнения по времени с подстановкой производной из второго уравнения си­стемы (1-4) [Л. 7].

Особенностью обычного состояния ансамбля ядер в магнитном поле является статистическая независимость начальных фаз ф* пре- цесоирующих магнитных моментов отдельных ядер. Поэтому їв дейст­вительности они образуют результирующее. поле только вдоль внеш­него магнитного поля, несколько усиливая его, а в плоскости, пер-

Рис. 1-3. Взаимное сложение магнитных моментов ядер в стационарном состоянии.

пендижулярной направлению внешнего поля Я, реакция ансамбля ядерных моментов їй намагничен­ность хг. не ощущается из-за вза­имной компенсации их проекций и 1У (рис. 1-3). С направлением внешнего поля магнитные момен­ты отдельных ядер совпадают «в среднем»; их прецессия внешне не обнаруживается.

В установившемся состоянии суммарный вектор магнитного момента единицы объема веще­ства, называемый также ядерной намагниченностью, ориентирован

строго по полю Я и равен:

М0=*а0Я, (1-6)

где хо — статическая парамагнит­ная восприимчивость, равная для протонов 3-Ю-10 (при Т =

= 300° К).

Этот вектор мал. Так в зем­ном поле 40 а/м он равен 12 - 10-9 а/м.

Для обнаружения сигналов прецессии лектор М нужно увеличить

—У

и отклонить от направления магнитного поля Я, например, с по­мощью дополнительного магнитного поля Яр, обычно значительного по величине (до 8 000—12 000 а/м) и называемого полем поляриза­ции (рис. 1-4).

Использование более сильных полей неудобно из-за повышен­ной мощности, идущей на поляризацию, так как и в обычных кон­струкциях она достигает 20—30 вт [JI. 49].

При поляризации ядерная намагниченность возрастает до зна­чения

М = *9Н + НР.

После выключения поля поляризации вектор М начинает прецес-

сировать вокруг вектора //, уменьшается из-за потерь и увеличения несинфазности по модулю и приближается к установившемуся значению

М0. Таким образом, поле поляризации увеличивает амплитуду сигнала

прецеосии за счет возрастания уровня магнитного потока, прони­зывающего соленоиды, изображенные на рис. 1-2. Но частота прецессии п о-п режнему определяется напряжен­ность измеряемого магнитного поля Я. Это и явля­ется основным в объяснении принципов работы устройств для изме­рения напряженности магнитного поля, использующих нестационар­ный ЯМР.

Разность энергий ядерной системы в начальный момент време - нии и в установившемся состоянии после выключения поля Нр вы­деляется в основном в виде тепловой энергии, передаваемой от ансамбля ядер решетке рабочего вещества. При этом происходит

уменьшение проекции вектора М на направление измеряемого маг­нитного поля Н (рис. 1-5) до уровня М0:

Mz = Mzo + (iM„-Afz.) (l - в Г'). (1-8)

Рис. 1-5. Изменение продоль­ной намагниченности группы ядер во время выключения и при включении поля поляри­зации.

где Тх— постоянная спин-решеточной или продольной релаксации; .Mzo — проекция вектора М на ось z в начальный момент времени.

Рис. 1-4. Годограф вектора ядерной намагниченности при выключении поля поля­ризации.

Заметим, что по этим же причинам намагничивание (поляриза­ция) вещества также осуществляется не мгновенно, т. е. при вклю­чении поля Яр,

_

Мх=Мх<, + (М<,-Мг<,)е Г‘. (1-9)

На рис. 1-4 показан ориентировочный вид годографа вектора

М, который зависит от скорости выключения поля поляризации, определяющей в основном мгновенное значение угловой скорости

вектора М в, режиме, предшествующем свободной прецессии, на­пример до точки a [JI. 7]. Так, при очень медленном выключении

—У —►

поля поляризации вектор М переходит в состояние Мо плавно, и для того чтобы колебательное прецессионное ДЕИЖЄНИЄ имело место, необходимо, чтобы время, в течение которого поляризующее маг­нитное поле уменьшается до нуля, было много меньше постояннойТі. Она характеризует степень энергетической связи ядер с решет­кой вещества и, в частности, скорость прямого, безизлучателыюго преобразования энергии ансамбля намагниченных ядер в тепловую энергию решетки.

П;ри соблюдении указанных условий после. полного исчезновения поля Нр и затухания переходных электромагнитных (процессов в обмотках создающего это ноле дополнительного (не изображен­ного на рис. 1-2) соленоида возникает свободная прецессия после

прихода вектора М в точку а своего годографа.

Рис. 1-6. Форма сигнала свободной прецессии в равномерном поле.

В процессе установления новой ориентации ядерного магнит-.

—^

ного момента изменяется также и проекция вектора М в горизон-

—У

тальной плоскости. Изменение величины - проекции вектора М в го­ризонтальной плоскости при свободной прецессии происходит мо­нотонно с постоянной времени Tz, называемой временем поперечной или спин-спиновой релаксации:

_ t_

Мт = Мтое Г (1-10)

где Мг0—модуль проекции вектора М на плоскость хОу в момент начала свободной прецессии, проекция этого вектора на оси х или у из-за прецессии. изменяются іпо-прежнему периодически с часто­той «о:

_

мх = мт0» Гй sin(u>0t + <р); (і-ll)

_

Му = Vfr0£ Т2 cos (со0г -)- <р). (1-12)

Таким образом, в реальных условиях, когда имеется обмен энергией между ансамблем ядер и окружающей средой, э. д. с. <§(/), которую можно обнаружить на зажимах соленоида Li (см. рис. 1-2), имеет затухающий характер (рис. 1-6).

Различные вещества имеют различные постоянные Тt и 7Y В чистой воде, например, Т^Т2 =1,5 сек, а поляризация и съем сигнала проводится за время, равное 2—3 сек. Различные примеси обычно в значительной степени влияют на Ті и Гг, уменьшая ихвеличину. Вода и этиловый спирт являются наиболее распространен­ными рабочими веществами.

Методика, связанная с использованием сигналов свободной ядерной прецессии, относится к нестационарному ядерному магнит­ному резонансу.

Рис. 1-8. Синхронизация проекций магнитных момен­тов ядер в горизонтальной плоскости при резонансе.

Стационарные 'методы ЯМР характеризуются тем, что непрерыв­ная прецессия ядер возбуждается иным способом. Для этого в ра-

Рис. 1-7. Синхронизация маг­нитных моментов ядер с по­мощью высокочастотного поля на резонансной частоте.

бочем веществе создается сравнительно слабое вращающееся поле

Яі с изменяющейся круговой частотой со (рис. 1-7), "а вещество для увеличения разрешающей способности помещается в сильное поле, направленное по оси z.

Вектор Ні при вращении увлекает за собой отдельные ядерные

—¥

моменты, фокусируя их в суммарный момент М. На рис. 1-8 показан вид проекций отдельных векторов ц в процессе их синхронизации. Если скорость вращения поля соответствует резонансному условию o)=y Я, то отдельные моменты, взаимодействуя с полем, начинают прецессировать гге только синхронно, но и синфазно. В результа­те этого их поперечные составляющие начинают сближаться, созда­вая результирующую поперечную составляющую намагниченности

М*г. Этот вектор вращается со скоростью вращения поля, равной

в данном случае скорости прецессии.

Если нарушить условие резонанса или выключить вращающееся

магнитное поле, то фазовая когерентность прецессии отдельных

->

моментов расстроится, векторы цг разойдутся по поверхности ко­нуса и поперечная составляющая вектора намагниченности будет стремиться к нулю (рис. 1-9).

Процесс изменения поперечной составляющей намагниченности при нарушении резонансных условий такл^е характеризуется време­нем поперечной или опин-спиновой релаксации Г2:

U. (1-13)

Заметим, что изменение составляющей М*т. происходит с той же постоянной времени Т2-

Наличие поперечной составляющей вектора результирующего маг -

Рис. 1-9. Расфокуси­ровка магнитных мо­ментов ядер и их проекций при откло­нении частоты от ре­зонанса.

нитного момента М*т дает возможность регистрировать сигналы ЯМР

Рис. 1-10. Форма линии ЯМР сигнала.

с высокой точностью, фиксируя, например, величину v — проекцию

вектора ядерной намагниченности в горизонтальной плоскости (Л4*г)

на направление вектора Нх. Проекция v пропорциональна энергии, поглощаемой системой ядерных моментов (или спинов) от высокочастот-

—V

ного поля Нх и численно определяется из уравнения (1-2), уточнен­ного членами, зависящими от спин-спинового и спин-решеточного взаимодействия. Это уравнение было предложено впервые Блохом [Л. 1, 7]. Решение этого уравнения дает:

Т

v = — а, М0 j + (д<йГг)^ + <о,7’17! ’

где (ді = Ні Асо — отклонение частоты поля Ні от резонансной частоты о)о.

Поглощение энергии, как следует из этой формулы, имеет мак­симум при нулевой расстройке частот (при Дсо=0) и монотонно уменьшается при отклонении частоты высокочастотного поля от резонансной частоты wo. Физически это связано с изменением энер­гии, поглощаемой в этих условиях системой ядерных спинов. Поэто­му кривая v=f(Aw) или v=f(yH—coo) (рис. І-І0) называется

2—1287также кривой поглощения. При совместном изменении поля Я и частоты соо ее - можно обнаружить в очень широком диапазоне полей (см., например, позицию а).

При использовании методов стационарного ЯМР один из спосо­бов точного измерения в установившемся режиме положения макси­мума кривой поглощения v=f(yH—соо) связан с плавным измене­нием частоты вспомогательного поля Я4 и ее измерением методом прямого счета.

Все изложенное выше относится к сигналам стационарного и нестационарного ЯМР в однородных магнитных полях. При нали-

Рис. 1-11. Биения сигнала прецессии в неоднородном магнит­ном поле.

чии градиентов поля положение меняется. Так, если градиент поля Я параллелен оси z, то при нестационарных методах ЯМР воз­никают биения вида [Л. 47]:

t

(1-15)

E(t)=E„e г*

где Е0 — начальная э. д. с. сигнала; Pi = GoV^o/2, причем Go — гра­диент поля (т. е. H=H0 + G0z)y а /о — линейный размер рабочего объема, в котором наблюдается прецессия ядер.

Биения возникают из-за того, что хотя в каждой точке поля с Я=const частота прецессии в соответствии с формулой (1-1) постоянна, но суммарная э. д. с. складывается из гармоник с раз­ной частотой, что вызвано изменением поля по оси z (рис. 1-11).

Аналогичные по. природе эффекты возникают при ином характере

и ином направлении градиента поля Я0. Создание достаточно равно­мерных полей является одной из важных задач техники преобра­зования, так как наличие биений затрудняет автоматический кон­троль частоты.

В случае стационарного ЯМР неоднородность магнитного поля также нежелательна. Она приводит к. увеличению ширины резонанс­ной кривой линии поглощения и снижает точность определения положения максимума. В равномерном поле ширина линии Дсоо определяется в основном постоянной поперечной релаксации Г2, так как ее существование связано со спин-спиновым взаимодейст­вием ядерных моментов (взаимодействием спинов ядер между собой):

(1-16)

Дополнительное уширение линии вызывается молекулярным движением при наличии сложного взаимодействия между частица­ми, которое приводит к расширению их энергетических уровней, делая несколько, неопределенным точное значение энергии каждого из них. Это значение энергии оказывается распределенным около некоторого среднего значения, а поэтому частота со, которая опреде­ляется расстоянием между центрами энергетических уровней, по­лучает некоторую неопределенность.

Более подробно понятие «энергетический уровень» и его связь с резонансной частотой мы рассмотрим в § 1-4 ори анализе спектра частот возбужденных атомов.

Для дистиллированной воды относительная ширина линии излу­чения или поглощения Дсо/со достаточно мала и составляет 5,3- 10-5.

Одна из наиболее простых схем ЯМР-генератора с непрерыв­ным сигналом, т. е. спинового генератора, в котором используется стационарная методика ЯМР, состоит из усилителя высокой часто­ты и датчика сигналов ЯМР. У датчика используются скрещенные катушки. Передающая катушка L2 и ігьриемная Lu так же как на рис. 1-2, имеют взаимно перпендикулярные оси, что необходимо для устранения трансформаторной связи между ними. В катушке Li находится протоносодержащее вещество. Оси катушек Li и Ь2 рас-

положены в плоскости хОу, сильное постоянное магнитное поле #0 направлено по оси z [Л. 1, 17].

Вызванное в системе ядерных магнитных моментов движение

прецессия вектора М ‘вокруг Н0 затухает как в любой системе, име­ющей потери энегии. Однако применяя контур обратной связи и передавая дополнительную энергию к ядерным спинам, можно по­лучить автоколебательную систему, если в усилителе, выход кото­рого соединен с контуром L2, обеспечены соответствующие фазовые сдвиги и коэффициент усиления. В постоянном поле ядерные маг­нитные моменты первоначально прецессируют с частотой соо=уН0 со статически равновероятным распределением фаз, так что имеет-

—V

ся только продольная намагниченность М0, а. поперечной намагни­ченности и э. д. с. на зажимах контура L нет. После включения генератора в передающей катушке Ь2 появляется шумовой сигнал, в спектре которого содержится, в частности, и компонента с резонанс­ной частотой. Таким образом, на ядерную систему начинает дейст­вовать фазирующее поле резонансной частоты, что приводит к по­явлению высокочастотной составляющей компоненты ядерной намаг­ниченности в горизонтальной плоскости, а общая картина появления поперечной намагниченности становится похожей на процесс фа - зировки от внешнего источника (см. рис. 1-8). При этом в катуш­ке Li будет наводиться э. д. с., которая после усиления и подачи на зажимы катушки L2 при надлежащем выборе фазового сдвига может способствовать дальнейшей фазировке прецессирующих ядер­ных моментов и увеличению э. д. с.

Существуют и другие разновидности ЯМР-генераторов [Л. 47], отличающиеся способом построения контура обратной связи генера­тора, способом поляризации ядер рабочего вещества или, например, использованием не эффекта поглощения, а энергии, переизлучаемой ядрами при их возврате в исходное состояние.

Методы ядерного магнитного резонанса в действительности зна­чительно более разнообразны, так как явления резонансного харак­тера наблюдаются не только в спиновых системах на ядрах, но существуют в более сложных конструкциях, например в сложных атомах веществ, находящихся в различных агрегатных состояниях, в свободных радикалах, в молекулах полимеров, в твердых кристал­лах, в жидкостях и газах, причем в последних как в обычном, так и сжиженном состояниях; ЯМР наблюдается также в веществах с различными магнитными свойствами (в ферромагнетиках, ферри­тах, парамагнитных веществах и т. п.). Во многих случаях частота прецессии спиновых частиц определяется в этих разнообразных средах то внешне сходным формулам. В зависимости от того, какие частицы, находящиеся во внешнем магнитном поле, принимают уча­стие в поглощении или излучении энергии, эти резонансные явле­ния носят название ЯМР или электронного парамагнитного резонан­са (ЭПР), ядерного квадруїпольного резонанса ЯКР и т. п. Наи­более сложны резонансные явления :в атоме, энергетические уровни которого, как и соответствующие частоты, определяются ка« энер­гией частиц ядра, так и электронных оболочек.

Магнитный момент атома слагается из суммы магнитных момен­тов его частиц, причем магнитные моменты электронов больше магнитных моментов (протонов и нейтронов на несколько порядков. Это объясняет то, что магнитные характеристики атома определяют­ся в основном свойствами его электронной оболочки.

Так, магнитный момент ядра водорода іН1 составляет 0,0015 от магнитного момента атома. Поэтому в действительности ядерный магнетизм как бы «замаскирован» электронным магнетизмом и для их «наглядного» разделения требуются специальные приемы, рас­смотренные в § 1-3 и 1-4. Внешне ЭПР, ЯКР тождественны методу ЯМР и лишь наблюдаются на разных резонансных частотах.

Открытие так называемой сверхтонкой структуры спектров ЭПР [Л. 53] позволило наглядно доказать, что форма линии погло­щения, наблюдаемой в сходных условиях, что и рассмотренного нами выше ЯМР, в действительности не во всех случаях является гладкой кривой. Например, для иона марганца Мп+2 она имеет несколько максимумов, число которых определяется константой ('2/+1), где / — так называемое спиновое число ядра (для марган­ца / = 5/2). Характер этой кривой позволяет утверждать, что может иметь место совместный резонанс ядра. и электронов атома в целом.

Наличие сверхтонкой структуры спектров, отражающее сущест­вование определенного взаимодействия между спинами ядер и электронов, позволило, используя некоторые вещества, например соль Фреми (S03)N0K2 в растворе, осуществлять поляризацию ядер, воздействуя высокочастотным полем на их электронную оболочку, не прибегая к созданию сильных полей для поляризации на постоянном токе.

Так как частоты ядерного резонанса в специальных веществах значительно ниже частоты возбуждения электронных оболочек, то в этих случаях оказывается возможным совместить во времени операцию іполяїризации высокочастотным полем и съем сигнала с дат­чика, что позволяет избежать заметных пауз в измерении.

Указанный метод носит название динамической поляризации и он уопешно используется в магнитометрах [Л. 47]. Перспективы его применения существенно возрастут после разработки стабильных веществ типа соли Фреми, срок хранения раствора которой невелик.

Резонансные явления при. наличии достаточно сильного электри­ческого поля и использовании частиц, электрический квадрупольный момент которых не равен нулю (например, если ядро упрощенно может быть представлено в виде эллипсоида, создающего вокруг анизотропное электрическое поле), усложняются дополнительно. Оаношше разновидности явлений для этого случая - носят названия электронного спинового резонанса (ЭСР) и ядерного квадрупольного резонанса '(ЯКР).

Специальные виды резонансов ЭСР, ЯКР, а также так называе­мые комбинированные резонансы, .связанные, например, с взаимо­действием епиновых частиц с фотонами, носителями энергии ультра­звуковых колебаний, и некоторые другие их разновидности, наблю­даются обычно. в условиях, малопригодных для техники преобразо­вания. Наиример, ЯМР в ферритах [Л. 53] удобен лишь для изме­рений со сравнительно невысокой точностью на частотах СВЧ и УКВ диапазонов.

Так, частоты колебаний ядер. при ЯКР определяются через кон­станту квадрупольной связи c=eQq, точное значение которой силь­но зависит от температуры, а для наблюдений, проводимых обычно на кристаллах с большой шириной линии, выбирается температура жидкого азота [Л. 53]. Частоты ЭСР резко зависят от ориентации датчиков по отношению к магнитному полю, нелинейно зависят от его уровня и, например, для кристаллов КзСа,(СЫ)б составляют не­сколько единиц гигагерц, использование столь высоких частот со­пряжено с большими трудностями.

Существо 'Иных, более удобных для техники преобразования, методов дополнительно поясним ниже на тримере квантовых пре­образователей типа аналог — код и угол—код. Так, например, со­четание радиочастотного резонанса с оптической накачкой атомов (двойной оптический резонанс) является своеобразным расширением рассмотренных здесь обьічіньїіх іметодов ЯМР и отличается большей эффективностью, іменьшей потребляемой мощностью и большей по­мехоустойчивостью. Некоторые дополнительные особенности физиче­ских процессов при оптическом резонансе, необходимые для поясне­ния сущности соответствующих преобразователей электрических сиг­налов и угловых перемещений, как показывает практика, удобнее рассмотреть после краткого анализа особенностей протонно-прецес­сионных датчиков (ПіПД), основанных на явлении свободной пре­цессии протонов в магнитном ноле.

ПРИНЦИП ДЕЙСТВИЯ ПРОТОННО-ПРЕЦЕССИОННЫХ ПРЕОБРАЗОВАТЕЛЕЙ ТИПА АНАЛОГ—КОД И УГОЛ-КОД

Ниже рассматривается принцип действия аналого-цифровых пре­образователей, относящихся по принятой классификации к преобра­зователям последовательного - счета [JI. 13, 25] с промежуточным преобразованием аналоговой величины в частоту следования импуль­сов или временные интервалы.

Датчики протонно-прецессионных преобразователей основаны на использовании явления свободной прецессии протонов. В отличие от известных схем преобразователей последовательного счета протонно­прецессионные устройства обладают простотой конструкции, высо­кой точностью преобразования и большим диапазоном линейного изменения частоты. при практическом отсутствии влияния таких воз­мущений, как температура окружающей среды, давление, влаж/ность, вибрации, ускорения /на преобразование магнитного поля в частоту. Явление свободной ядерной прецессии успешно использовано для создания датчиков магнитометров, применяемых для измерения напряженности магнитного поля Земли [JI. 31, 50]. Эти датчики со­стоят из ісосуда с протонооодержащей жидкостью и окружающей его обмотки, которая периодически подключается то к источнику посто­янного тока, то к входу усилителя. При подключении обмотки к источнику постоянного тока создаваемое им магнитное поле ориентирует протоны в одном направлении. Когда обмотка от источ­ника пка отключается и поляризующее поле исчезает, протоны прецессируют вокруг направления вектора напряженности Н изме­ряемого магнитного поля и наводят в этой обмотке э. д. с. с часто­той о)=уН.

Примером практической реализации метода свободной ядерной прецессии в магнитометрах может служить магнитометр М-20 раз­работки ОКБ МГ 'СССР [Л. 31], имеющий пределы измерения от 35 000 до 70 000 гамм (24—55 а/м). Среднеквадратическая погреш­ность измерений по серии из 5 показаний не превышает ±3 гамм. В качестве датчика используется цилиндрический сосуд с внутрен­ним объемом 300 см3, заполненный протоносодержащей жидкостью (водой, апиртом). Для получения свободной прецессии протоны по­ляризуются магнитным полем, перпендикулярным к измеряемому земному полю при токе поляризации порядка 2 а.

Гиромагнитное отношение протона измерено с точностью 10-5, но его стабильность выше [Л. 66]. - Величина гиромагнитного отно­шения протона при всех геомагнитных измерениях в системе СГС принимается равной

Ycrc = 2,67513-104 э-'-сек-'.

В системе единиц СИ

4тг м

їси^їсгс То1" = 336,166а-сек * Iі_17)

Отсюда можно получить циклическую частоту резонансного по­глощения или излучения в герцах, связанную с напряженностью поля, выраженной в а/м, следующим образом:

f = Гси Н = 53,5026 Я. (1-18)

2п

Так как относительная погрешность измерения гиромагнитного отношения протона близка к 0,001%, то погрешность абсолютных измерений напряженности магнитного поля ядерно-прецеосионным методом невелика и ограничена этой величиной.

Мгновенное значение э. д. с. протонно-прецессионного датчика в равномерном поле [Л. 49] равно:

_А - А

Е (t) == CTLoYnHpHoQe Tl е Т* sin2 0 sin 2 nft, (1-19)

где с — коэффициент, зависящий от скорости выключения поля­ризующего поля, отношения длины катушки к ее диаметру и тол­щине намотки [Л. 49]; Ко — ядерная парамагнитная восприимчивость рабочего вещества датчика; п — число витков катушки датчика;

Но — (напряженность магнитного поля; Яр—'.напряженность поляри­зующего магнитного поля; t — время, в течение которого наблюда­ется сигнал; t—.время поляризации; Ти Т2 — времена продольной и поперечной релаксации рабочего вещества; Q — добротность дат­чика, настроенного в резонанс на частоту f 0 — угол между осью катушки и вектором магнитного поля Земли.

с

Эта формула вытекает из соотношения Е = — где ^ — по'

ток, пронизывающий сечение датчика, который прямо пропорциона­лен полю поляризации ЯР, парамагнитной (восприимчивости Ко и числу (витков обмотки датчика п.

Произведение коэффициентов y и Н0 представляет собой круго-

и_

т

вую частоту изменения потока (<й=чН0), а коэффициенты е 1 и

7»

е а — влияние продольной и поперечной релаксации рабочего ве­щества при его поляризации (Ті) и в процессе съема сигнала (Г2).

'/ґмус

Ка/пушка дату и к а

Рис. 1-12. К зависимости амплитуды сигнала от ориен­тации датчика по отношению к полю.

Множитель sin2 0 появляется в связи с тем, что переменная со­ставляющая потока черея поперечное сечение датчика равна *0Яр — —х0//р cos 0 cos 0 или х0Я0 sin2 0 (рис.1-12); коэффициент с учитывает реальное потокосцепление обмотки датчика и качество работы ком­мутатора, с помощью которого вы­ключается поле поляризации.

'При использовании усилителя с коэффициентом усиления - 104—

105 уровень сигнала протонно-пре­цессионного датчика оказывается достаточным для запуска элек­тронных счетчиков, используемых в таких системах для измерения уровня магнитного поля Яо по частоте сигнала прецессии. Время счета, как и времена релаксации Т и Т2г не превышает обычно не­скольких секунд.

Учитывая, что большое число параметров, контролируемых в сложных системах, являются сиг­налами постоянного тока или сравнительно просто к нему при­водятся, можно представить не­сложную и надежную систему для преобразования аналоговых величин в частоту следования импуль­сов или величину временного интервала.

Дополним для этого датчик магнитометра второй імагнитной си­стемой, создающей равномерное магнитное поле в том же объеме жидкости, и возбудим эту магнитную систему, например, контроли­руемым током. 'В соответствии с формулами (1-18) и (1-19) при выключении поляризующего поля в обмотке поляризующей магнит­ной системы будет наведена э. д. с., частота которой зависит от

Рис. 1-13. Блок-схема дифференциального протонно-прецес­сионного преобразователя.

уровня контролируемого параметра, а амплитуда — от уровней па­раметра и поля поляризации:

f і = 2тг * (1-20)

_il - А

Е (t) — с0НрНхе Т‘ е Гг sin 2*ftt, (1-21)

где Нк — напряженность поля, создаваемая контролируемым сигналом,

—v —>

причем поле Ик ортогонально полю Hv% поэтому sin2 0 = 1; с0=сг.0чп.

Методическая погрешность обычного не дифференциального пре­образователя равна:

8=-тг-, (1-22)

к

где ДЯ0 — остаточная напряженность магнитного поля Земли в объеме жидкости, окруженном ферромагнитным. экранам или на­ходящемся в электромагнитном компенсаторе внешнего поля.

При использовании многослойных экранов из материалов с маг­нитной проницаемостью р,= 104-М05 методическая погрешность си­стемы может быть достаточно малой. Однако конструкция подобных экранов сложна. Для уменьшения помех протонно-прецессион­ных преобразователей и методических погрешностей из-за из­менения уровня магнитных наводок целесообразнее использовать разработанные в магнитометрии методы компенсации магнитных по­мех [Л. 32, 40] или использовать дифференциальную схему в срав­нительно простом экране. В подобной схеме один из датчиков с ча­стотой /і, содержащей полезное приращение частоты Af, должен воз­буждаться контролируемым сигналом, а второй с частотой /0 ис­пользуется для синхронного измерения напряженности' остаточного магнитного поля с целью исключения влияния его изменений (вариа­ций) :

+ (1-23)

Блок-схема дифференциального преобразователя состоит из двух одинаковых каналов. Один из них изображен на рис. 1-13 и состоит из следующих устройств:

проюнно-прецессионного датчика (ППД), имеющего две обмот­ки: Дор — для поляризации рабочего вещества и съема сигнала пре­цессии и обмотки управления wу (для создания поля, пропорциональ­ного контролируемому сигналу;

Коммутационной системы для поляризации рабочего вещества датчиков (системы поляризации ППД) и подключения датчика к усилителю сигнала прецессии;

универсального делителя напряжения или тока на входе датчи­ка, УДН, для расширения пределов изменения входных сигналов (УДН управляется кодом, получаемым от программного блока си­стемы контроля);

усилителя-преобразователя канала контроля УПК, предназна­ченного для усиления сигнала прецессии и контроля частоты, опре­деляемой формулой (1-20);

источника стабильного по уровню сигнала Uc для самоконтроля системы.

По сигналу Пуск (включается реле Р{ (обмотки реле на схеме не показаны) и їв течение определенного времени подает питание на обмотку wp системы поляїризации. После этого срабатывает реле Рг, которое 'выключает ток поляризации и включает реле Рз, управ­ляющее входом УПК. Реле Р3 имеет задержку на срабатывание, рассчитанную на затухание переходных процессов в обмотке wp при выключении тока. Возникающий на зажимах обмотки сигнал сво­бодной прецессии усиливается резонаноньим усилителем. Время съема сигнала определяется реле времени, запускаемым при замыкании контактов реле Р2. Уровень тока в обмотке управления согласуется с полосой прошускания усилителя по номинальному значению кон­тролируемого сигнала с помощью делителя УДН на прецизионных резисторах. Коэффициент его ослабления задается заранее с помо­щью кода (вырабатываемого устройством управления системы кон­троля), который поступает на вход соответствующих реле в блоке УДН.

Самопроверка преобразователя осуществляется аналогичным об­разом по эталонному сигналу Uc после срабатывания реле Р4 при отключенном. входном сигнале.

Рассмотренный дифференциальный преобразователь в двухка­нальном наполнении позволяет осуществлять йепрерьгвное измерение параметров, если времена поляризации и измерения выбрать равны­ми и сдвинуть эти операции во времени. Время контроля парамет­ров в подобных устройствах определяется в основном временем, не­обходимым для автоматического контроля частоты (см. § 4-3). Цикл измерения длится 1—2 сек, пауза (поляризация) 2—3 сек. Мощность поляризации для датчика с рабочим объемом 200 смъ составляет 30—40 вт при напряжении питания 27 в. Усилитель сигнала прецес­сии обычно выполняется в полупроводниковом варианте, а основная погрешность преобразователя связывается с нестабильностью дели­теля напряжения.

Делитель удается исключить лишь в рассмотренных ниже кван­товых преобразователях электрических сигналов на двойном опти­ческом резонансе, поскольку в последних практически не ограничи­вается диапазон входных сигналов и не предъявляется столь жест­ких требований к полосе пропускания усилителя, как это имеет ме­сто в настроенных резонансных усилителях весьма слабых сигналов датчиков протонно-прецессионного типа.

На рис. 1-14 показана блок-схема преобразователя последова­тельного счета с промежуточным преобразованием параметров >во временной интервал. Сигнал с выхода дифференциального датчика ППД поступает на схему совпадения СС ч: двумя входами. Второй вход СС возбуждается импульсами высокочастотного эталонного
генератора ГЭЧ с частотой /э. Поэтому период следования импуль­сов на выходе схемы совпадения СС уменьшается по сравнению с обычным периодом биений в п раз [Л. 30]:

Рис. 1-14. Блок-схема преобразовате­ля типа аналог—код на принципе импульсных биений.

где /о=/э/я — приведенное значение эталэнной частоты; п — отноше­ние частоты эталона к значению частоты, соответствующей номи­нальному значению преобра­зуемого параметра.

Эта часть преобразова­теля представляет собой разновидность блока преоб­разования систем контроля частоты, основанных на принципе импульсных бие­ний.

На рис. 1-15 показана блок-схема протонно-іпрецес- сионного преобразователя, где сигнал с выхода ППД используется для запуска счетчика С, причем счет им­пульсов ведется в течение времени, пока открыт ключ /С, управляе­мый генератором эталонных интервалов Гэ. Рассматриваемая блок - схема отличается от известных схем типом используемого в ней датчика.

Рис. 1-15. Блок-схема цифрового пре­образователя с генератором эталон­ных временных интервалов.

Рассмотрим принцип действия протонно-прецесси - онных преобразователей ти - оа угол — частота.

Известно, что суще­ствующие прецизионные дат­чики углового положения имеют точность в пределах 14—20 разрядов. Однако прецизионные датчики угло­вого положения даже на 17 разрядов сложны и рабо­тают нестабильно. Вес от­дельных образцов таких дат­чиков достигает нескольких десятков килограммов. Известно, что в настоящее время путем улучшения технологии созданы датчики углового положения с точ­ностью до 0,5 уел. сек (до 20 двоичных разрядов). Излагаемый ниже способ построения датчиков при достаточно простых требова­ниях к аппаратуре обеспечивает дальнейшее увеличение точности работы прецизионных датчиков углового положения [Л. 29].

—>

Создадим два вектора напряженности магнитного поля Нх и

#2, один из которых непостоянен по направлению, но жестко связан

с угловым положением ^подвижного контура. При его повороте ИЗ-

—^

меняется результирующий вектор поля //2. Пусть это поле воздей сгвует на датчик пратонмо-прецеосион-ного м'агнитомет, ра. На выходе
этого датчика может быть получен сигнал, частота которого строго
связана с угловым положением подвижного контура.

На рис. 1-16 приведена вектор-ная диаграмма, поясняющая прин-
цип действия прецизионного датчика углового положения. Введем
коэффициент Р=Я2/Яі, где Яі и Я2 — соответственно напряженно-
сти полей. неподвижного И ПОДВИЖНОГО контуров, И обозначим Я1 =
= Я и Я2=ірЯ.

Суммарное поле Нг определится следующим образом:

н=н* + Р2#2 — 20Я2 cos (Я — а),

При а =180° погрешность практически постоянна и чрезвычайно мала. Эго важная особенность датчика. Эта зависимость справед­лива при постоянной температуре и при Игф 0. При а = 180° и Нг-+ —>"0 погрешность возрастает. В области а=‘180° градуировочная характеристика датчика линейна. С учетам чрезвычайно высокой чувствительности датчика представляется возможность широкого ис­пользования этого свойства в ряде технических устройств, напри­мер внекоторых следящих системах повышенной точности и в Дру­гих случаях.

Если брать (і ф 1, то Нг не будет становиться равным~нулю (Н£

будет меняться от Н—до #+$#). В этом случае расчет по­грешности необходимо производить по формуле (1-30), а график погрешностей приобретает вид, показанный на рис. 1-18 кривой при Р = оо.

В случае использования несверхпроводящих контуров и некірио - генных конструкций получить достаточно высокую стабильность по­лей Hi и #2 практически невозможно. Однако можно избавиться от влияния этой нестабильности путем определения двух суммарных полей Н и Н' соответственно при положительном и отрица­тельном р, что достигается коммутацией направления. тока в одной из катушек. Тогда получим систему уравнений:

(Н'і)2 = Я2 (1 + Р + 2Р cos а); t

(Н"у)* = Н2 (1 +Р2 — 2р COS С где Н — суммарное поле при положительном (J; Н"г — суммарное поле при отрицательном

Рис. 1-18. Зависимость погрешности преобразо­вателя от угла поворота.

Неточности, связанные с изменением геометрических размеров, используемых © конструкции датчиков в значительной мере ослаб­ляются, если контуры выполнены из материала с незначительным температурным коэффициентом линейного расширения (например, из кварца), а наличие механических биеіний осей из-за неицеалыно - сти сшоїр в малюй степени изменяют среднюю напряженность маг­нитного поля в их центре, где находится датчик протонно-прецесси-

шш

онного измерителя 3 с обмотками wp (поз. 4), wY (поз. 5) (рис. 1-19), так как поле в центре колец Гельмгольца 2, установлен­ных на подвижном основании /, можно считать однородным.

В процессе изменения углового положения контура 5 относи­тельно колец Гельмгольца 2 появляется приращение поля в зоне датчика 3. В результате изменяется частота сигнала прецессии, снимаемого с зажимов обмотки 4. Аналогичный эффект получается при повороте колец Гельмгольца относительно магнитной системы 5.

Прецизионный генератор плавно изменяемой частоты может быть построен также на изложенном выше принципе построения датчиков угла с тем отличием, что для получения определенной ча­стоты специально регулируется положение подвижного контура дат­чика с последующим контролем его частоты. В этом случае погреш­ность датчика в основном /определяется формулой (1-30).

Для контроля частоты в подобных датчиках целесообразно ис­пользовать быстродействующие системы контроля частоты, например импульсные системы.

Основными недостатками преобразователей типа аналог — код и угол — код, основанных на методе свободной ядерной прецессии, являются:

1. Сравнительно малая э. д. с. сигнала, что приводит к необхо­димости его дополнительного усиления с помощью настроенных ре­зонансных усилителей. Это затрудняет построение преобразующих автоматических устройств, работающих в широком диапазоне изме­нения входных величин без перестройки усилителя сигнала прецес­сии. Весьма перспективным для указанных целей является иапользоваїние імалошумящих усилителей [Л. 3], >например охлажденных, или специальных методов гетеродинирования сигналов с увеличением частоты [Л. 47], так как увеличение частоты сигнала прецессии по­зволяет уменьшить время контроля.

2. Дискретность сигналов прецессии, обусловленная необходимо­стью периодической поляризации образца, когда сигнал исчезает и по этой причине возникает пауза в режиме преобразования.

3. Увеличение затухания сигналов при измерении напряженности неоднородных магнитных полей и существенное онижение отноше­ния сигнал — шум вблизи ферромагнитных масс. Последнее обстоя­тельство аналитически учитывается увеличением скорости расфази­ровки ядерных моментов за счет уменьшения времени реальной по­перечной релаксации Т*2 [Л. 47]:

Г*г = і + Тг | Y | Г ’ <1'38)

где Г — полуширина кривой распределения неоднородностей (в слу­чае лоренцова распределения).

Одним из путей повышения точности измерения неоднородных магнитных полей может быть совместное использование свободной прецеосии и метода спиновых эхо,[Л. 1], что дает возможность по­сле затухания основного сигнала из-за быстрой расфазировки маг­нитных моментов получить новый сигнал в неоднородном поле бо­лее длительный, но с несколько іменьшей амплитудой.

Ниже показано, что значительно большую эффективность приоб­ретает метод свободной ядерной прецеосии при использовании глу­бокого охлаждения рабочего вещества преобразователя.

Существенным преимуществом преобразовате­лей, использующих явление свободной прецессии протонов, является высокая стабильность гиро­магнитного отношения ядра, что исключает - необ­ходимость т е р їм о с т а т и р о в а н и я рабочего объема датчиков.

Использование в преобразователе явления свободной ядерной прецессии, характеризуемого высокой стабильностью и линейностью при преобразовании напряженности поля в частоту, позволяет, как видно из предыдущего анализа, построить весьма чувствительные дискретные преобразователи угловых перемещений.

ПРИНЦИП ДЕЙСТВИЯ КВАНТОВЫХ ПРЕОБРАЗОВАТЕЛЕЙ ТИПА АНАЛОГ-КОД И УГОЛ—КОД С ИСПОЛЬЗОВАНИЕМ ЯВЛЕНИЯ ОПТИЧЕСКОЙ ОРИЕНТАЦИИ АТОМОВ

Рассмотренные ранее устройства для измерения напряженности поля, основанные на измерении частоты прецессии вектора суммар­ного ядерного магнитного момента, можно было описывать в рам­ках классической электродинамики, пренебрегая тем, что величина и направление магнитного момента ядра квантуются.

Использование в преобразователях квантовых особенностей по­ведения магнитных моментов спиновых частиц во внешнем магнит­ном поле позволяет создавать еще более чувствительные, весьма стабильные устройства. В этих устройствах существенно использу­ются процессы, связанные с поглощением и излучением атомами их ядрами энергии в оптическом диапазоне частот, т. е. с поглоще­нием или излучением квантов электромални, тной энергии. Эта мето­дика в настоящее время широко используется в магнитометрии. В ос­нове созданных у нас и за рубежом высокочувствительных кванто­вых измерителей напряженности машинного поля лежат фундамен­тальные физические исследования |[Л. 1, 7, 16, 47, 53, 65, 66 и др.].

Для пояснения принципа действия квантового измерителя напря­женности, являющегося датчиком квантового преобразователя, рас-

Рис. 1-20. Квантование орбиталь­ного механического момента коли­чества движения электрона.

смотрим кратко следующие по­нятия: спин атома, маг­нитное квантовое чи­сло атома, правило от­бора, инверсная насе­ленность и стимулиро­ванная эмиссия.

Спин атома (или спиновое число) оказывается необходи­мым для определения энерге­тического состояния атома, так как частицы с различным спи­новым числом имеют разн-ую энергию. Переходы атомов с одних уровней энергии на дру­гие могут сопровождаться из-

лучением квантов энергии. Частота колебаний при этом определя­ется формулой Планка. Особенно важно, что в магнитном поле эти полезные для квантовой магнитометрии градации энергии атомов создаются как электронами, так и ядрами некоторых веществ, на­пример атомами щелочных металлов.

Конструктивно наиболее простые датчики квантовых магнитомет­ров состоят из источника света, камеры поглощения, наполненной тіарами щелочных металлов, находящихся при низком давлении, а также фотодетектора светового потока и катушки для создания слабого переменного поля в зоне камеры поглощения на резонанс­ной частоте. Это поле вызывает стимулированную эмиссию частіиц предварительно намагниченных паров щелочного металла. Частота этого излучения оказывается, как и ранее, функционально свя­занной с магнитным іполем в зоне камеры поглощения.

Ниже кратко поясняются физические процессы, имеющие место в ансамблях атомов при гом типе взаимодействия спиновых частиц, которое имеет место в слабо намагниченных парах щелочных ме­таллов.

—^

Момент количества движения электрона LMex> так же как и мо­мент количества движения ядра, квантуется, т. е. принимает не любые, а только определенные значения. Это подтверждено как экс­периментально, так и теоретически. Для электрона, вращающегося по определенной орбите вокруг ядра со скоростью у, модуль меха­нического момента LMex может принимать несколько значений, каж­дое из которых отличается от соседнего на величину, пропорцио­нальную кванту действия Ь= 1,05 • 10~27 эрг-сек (рис. 1-20). Каждое из значений этих проекций определяется так называемым орбиталь­ным квантовым числом электрона / и квантом действия Ь. Макси­мально возможное значение орбитального квантового числа для дан;

ной электронной оболочки на единицу меньше ее главного кванто­вого числа п

/ =0, 1,2, 3, ..., п — 1. (1-39)

Орбитальный момент количества движения электрона вычис­ляется по формуле

£мех = VI (/ + 1)" ft. (1-40)

Отношение модулей магнитного цд и механического Ьмех орби­тального. моментов электрона для атома водорода постоянно:

— __ const* (1-41)

^мех

Энергия электрона определяется в этом атоме только значением главного квантового числа л и не зависит яв*но от магнитного поля. Для прецизионных магнитных измерений нужно иметь дело с ато­мами, энергия электронбв которых существенно зависит от напря­женности магнитного поля, т. е. с атомами, в которых существует так называемое /-вырождение. Его существование в более сложных конструкциях атомов по сравнению с атомом водорода объясняется искажением кулоновского потенциала, создаваемого заряженным ядром, за счет влияния многочисленных электронных оболочек и нескоміпенсированньїх в магнитном отношении электронов. Подобная картина имеет, например, место в атомах щелочных металлов (на­пример, рубидия, цезия), на внешней оболочке которых находится один, некомпенсированный в магнитном отношении электрон. Из-за относительно небольшого влияния ядра общая картина изме­нения намагниченности атома в целом здесь в значительной мере определяется свойствами этого электрона. В связи с этим представ­ляют интерес приведенные ниже замечания.

—^

Так как момент количества движения электрона LMex в формуле (1-40) может иметь только определенные значения, то магнитный момент электрона также может иметь только определенные, а не непрерывно изменяющиеся значения.

* При заданном значении главного квантового числа п угол между

осью z (или н) и LMex (или {хэ) определяется формулой

LZ /1 ,04

COS© =-7----- =-р====г-, (1-42)

Y імех Vl(l + 1) '

где Lz — проекция орбитального момента количества движения на

ось г; mi — орбитальное магнитное квантовое число.

Эго явление носит название пространственного квантования маг­нитного момента.

Орбитальное магнитное квантовое число mi равно одному из следующих чисел ряда:

т. е. может принимать 2/+1 дискретных значений. 3—1287

Электрон обладает собственным механическим и магнитным Мо­ментом. Величина собственного момента количества движения элек­трона. равна:

st = Vs (s + 1) К (1 -44)

где s —спиновое квантовое число электрона (.в отличие от орби­тального оно лоїсггояїнно и равно 1/2).

Спиновое магнитное квантовое число т8, отражающее измене­ние энергии собственного спина электрона в магнитном поле, при­нимает по аналогии с формулой (1-43) два значения:

/я'. = - тр т"ш = тр,

что соответствует двум возможным ориентациям спина электрона — ПО. ПОЛЮ И Против поля.

В сложном атоме векторы орбитальных и собственных механи-

-> ->

ческих моментов электронов LMex и St складываются, образуя сум­марный механический момент электронов атома. Поэтому можно считать, что

L = 2^ ^мех» Si, (1 -45)

где L — суммарный орбитальный момент количества движения элект - —^

ронов; S — суммарный спиновый момент количества движения элект­ронов.

Полный момент количества движения всех электронов атома /=L + S.

Аналогичное соотношение существует и для суммарных спинов: /=L + S.

—^

Следует отличать вектор механического момента / от спинового

—^ —у

числа /, вектор / от спинового числа ядра /, вектор S от спинового числа S.

Суммарный момент количества движения атома F с учетом мо-

мента количества движения ядра /, модуль которого равен Jh, опре­деляется по формуле

? = L + S + /t (1-46)

а соответствующий спин атома равен: /7 = L + S + /.

(Ядра многих атомов в основном состоянии имеют отличный от нуля момент количества движения № и коллинеарный с ним магнит­ный момент Порядок величины этого момента лежит в пре­

делах 10“3—10“4 магнетонов Бора (3'; (3'=0,927 • 10~20 гс-см. Для ядер атома характерен только один вид магнетизма — парамагнетизм.) Вследствие малости ядерного парамагнетизма его обычно очень

трудно обнаружить и изменение модуля механического момента F

обычно мало по сравнению с величиной суммарного механического —^

момента электронов У. Лишь в случаях, когда электроны в заполненных оболочках атома дают равный нулю суммарный магнитный момент, указанные отличия могут стать существенными.

Наїряду с сумімаїріньїм моментом количества движения атома су - щеіспвует его суммарный магнитный момент, для вычисления кото­рого - введены магнитные квантовые числа атомов mF. Значения тр всегда являются одним из чисел следующего ряда:

F, F — 1, ..., — F + I,”—/7.

Указанное соотношение является отражением важного факта — расщепления энергетических уровіней сложного атома в магнитном поле на ряд подуровней, количество которых определяется числом 2F+1.

Это явление особенно наглядно про­является в атомах щелочных метал­лов (Cs, К, Na, Rb и др.), на внеш­ней электронной оболочке которых находится один некомпенсированный валентный электрон.

Так, например, в нижнем, основ­ном энергетическом состоянии атома цезия Cs133 главное квантовое число п= 6. Так как внутренние оболочки являются заполненными, то для ос­новного состояния /=7/2, L=0, S =

= 1/2, /=1/2 спиновые числа атома F в зависимости от ориентации собст­венного спина нескомпенсированного электрона & поле Н равны трем или четырем (3=7/24-0—1/2; 4=7/2+

+0+1/2). Рис. 1-21. Диаграмма энер-

Для атомов рубидия Rb87, энер - гетических уровней атома гетические уровни которых пока - рубидия в магнитном поле, заны на рис. 1-21, л=5, /=3/2,

L—1/2, 5=0, а поэтому спиновое

число атоміа F=2 (или 1) в зависимости от ориентации спина элек­трона. В 'нулевом магнитном поле уровни энергии электронных S

и Р подоболочек основного и первого возбужденного состояний p

делены энергией кванта с длиной волны линии D/, равной 7 948 А (примерно 6 800 мгц). В магнитном поле один энергетический уро­вень основного S-состояния делится в соответствии со значением спинового числа F=< 1 на три уровня (3=2* 1+1), а второй энерге­тический уровень на пять подуровней, называемых подуровнями Зеемана. Аналогичная картина наблюдается в возбужденном Р-со­стоянии. Каждому подуровню Зеемана соответствует свое магнит­ное квантовое число mF. Энергию, соответствующую зеемановским подуровням для определенных магнитных квантовых чисел, можно определить по формуле Брейта — Раби [Л. 47]. По разности энергий между подуровнями с разрешенными переходами через постоянную Планка можно найти и соответствующие им частоты v*, определяе­мые для рубидия с достаточной для практики точностью величиной внешнего магнитного поля по формуле

v< =8791,8099tf„ — (2/nF— 1)-0,90487/£ (1-48)

(здесь vt - выражено в герцах, Я0 —в амперах «а метр). переходы імежду ними наблюдаются, если возбуждающие атомы электромагнитные волны соответствующим образом поляризованы.

Разрешенные переходы между энергетическими уровнями атома определяются так называемым правилом отбора, которое зависит от направления поляризации света. При поляризации излучения по кругу вправо (при сг+ поляризации), т. е. совпадающих направле­ниях вектора напряженности магнитного поля и распространения излучения, атомы 'подчиняются правилу, при котором возможны пе­реходы, когда лри поглощении фотонов механический момент и /маг­нитное квантовое число изменяются на +1 (Л^мех= + 1, AmF= + 1). Переходы для рубидия могут осуществляться вверх в возбужденное P-состояние с любого нижнего подуровня S-состояния за исключе­нием подуровня с магнитным квантовым числом mF = 2, так как для него в возбужденном состоянии нет уровня с магнитным квантовым числом mF=+ 3 (ом. рис. 1-21).

Время жизни атомов рубидия в возбужденном состоянии весьма невелико (примерно 10~8 сек), в результате чего возникают естест­венные обратные переходы атомов на магнитные подуровни основ­ного S-состояния. При этом разрешенные переходы имеют уже рав­ные или отличающиеся на единицу квантовые числа {AmF=0 или ±1). Это объясняет появление неравновесной или инверсной населен­ности верхнего подуровня ОСНОВНОГО 5-СОСТОЯНИ5Г с магнитным кван­товым числом mF —f 2, так как атомы основного состояния с уровня /Ир = + 2 не изменяют своего состояния при облучении, а их коли­чество увеличивается за счет атомов, возвращающихся из возбуж­денного состояния в основное.

Камера поглощения в этом случае становится прозрачнее, так как наблюдается своеобразное насыщение, при котором уменьшается до предела число атомов, способных поглощать фотоны света.

Преимущественная населенность одного из подуровней означает, что при этом пары рубидия интенсивно намагничиваются, а магнит­ные моменты атомов образуют с внешним магнитным полем опре­деленный угол при вершине конуса (см. § 1-4) образованного іпре - цессирующими векторами этих магнитных моментов. Синфазность магнитных моментов достигается при этом за время, равное (3—5)7*2, а продольная намагниченность по полю — за время, рав­ное (3—5)7*!.

Постоянные времени 7*1 и 7*2 так же, как и в протонно-пре­цессионном преобразователе, характеризуют динамику переходных процессов, например при изменении внешнего магнитного поля или значения контролируемого параметра. По тем же причинам ширина линии квантового преобразователя определяется 'временем епин-опи - новой релаксации и для рубидиевого варианта составляет примерно 20 гц (1/72). Для увеличения быстродействия преобразователя в пе­реходном режиме целесообразно использовать искусственное уши - рение линии, например за счет временного увеличения неоднородно­сти поля. Однако рациональный путь здесь заключается в поиске наиболее подходящих рабочих веществ, наиболее полно отвечающих требованиям к преобразователям. Из известных сейчас к ним в пер­вую очередь относятся цезий Cs133 и гелий Не4, у которого к тому же наблюдается строго линейная зависимость частоты от магнит­ного поля.

Стимулированная эмиссия вызывается в ориентированной систе­ме атомных спинов описанным выше образом с помощью слабого •высокочастотного поля напряженностью Ни частота которого соот-
вєтствует для Rb87 расстоянию между уровнями энергии с магнит­ными квантовыми числами /722? =+2 и mF = -- при F = 2 и между линиями mF — - Ы? и tnF =0 при F= 1 (в основном состоянии атома). Для конкретного значения постоянного поля И эта частота опреде­ляется формулой, следующей из соотношения (1-48). При mF=2:

(1-49)

= 8791,8099 Н0 — 2,7143 //§.

3S0 кгц Рис. 1-22. Изменение интенсив­ности света на выходе из ка­меры поглощения в зависимо­сти о частоты внешнего поля.

Измерение поля в этом случае принципиально может быть осу­ществлено с помощью высокочастотного генератора переменной ча­стоты по ее значению в момент потемнения камеры поглощения и уменьшения тока фотоэлемента, установленного на выходе камеры.

Последнее объясняется переходом при стимулированной эмиссии из­бытка атомов с уровня mF= + 2 основного состояния на более низ­кие уровни, в результате чего освобождается место для новых атомов. Это сопровождается по­глощением в колбе дополнитель­ных фотонов света (рис. 1-22) и уменьшением фототока. (Масштаб ^ по оси ординат здесь существенно увеличен.)

Интересной особенностью сти­мулированной эмиссии является то, что в этом ірежиме в спиновой си­стеме с инверсной населенностью наблюдаются практически синфаз­ные переходы три возврате атомов

в основное состояние. Этот процесс имеет физические причины, близ­кие к 'причинам формирования когерентных колебаний в лазерах, когда возбужденные спиновые частицы из-за сильного взаимодейст­вия ведут себя как единый ансамбль. В связи >с этим в камере поглощения создаются условия для периодического изменения ее про­зрачности. Подчеркнем, что необходимым условием для существова­ния этого процесса является наличие в зоне спиновой системы сла­бого стимулирующего поля на резонансной частоте. Поэтому обна­ружить мерцание света на выходе камеры поглощения можно, если ■использовать для этого высокочастотный фотодетектор. Переменная составляющая фото-э. д. с. имеет в этом, случае частоту, определяе­мую для рубидия по-прежнему соотношением (1-49).

В действительности переходы наблюдаются между несколькими подуровнями основного состояния из-за их близости. Поскольку в основном состоянии число атомов с отличающимися от уровня mF = 2 значениями энергии из-за их переходов в возбужденное Р состояние меньше, чем число атомов на подуровне mF — 2, то и ин­тенсивность соответствующих сигналов значительно отличается. На рис. 1-23 показана развернутая форма линии и интенсивность ком­понент при всех разрешенных для рубидия переходах (2—>-1, 1—>-0,

0——1, —4—>—2). Эта линия в слабых, земных полях из-за ко­нечной ширины отдельных линий обычно сливается в одну (рис. 1-24). Этому способствует также то, что расстояние между самими линия­ми в состоянии F—2 и поле 40 а/м невелико (36 гц или примерно

5,2 гамм). Центральная частота Vo этой несимметричной линии

определяется по следующей формуле (J1. 67]:

/2 + 2^а + 3/4 V» — V, + 36 7і + /г _|_ /а + /4 . (1-50)

где Ji—h — интенсивность отдельных линий спектра атома.

Полагают, что причиной некоторых сдвигов частоты в спиновых системах с несимметричной формой линии является, как это следует и из формулы (1-50), изменение интенсивности отдельных линий при изменении внешних условий. Экспериментально показано, что изме-

Ри$. 1-23. Развернутая форма линии при оптическом резонансе атомов ру­бидия в поле 120—160 а/м.

нение интенсивности светового потока на 10% ведет к смещению пиковой частоты рубидиевого датчика іна 0,07 гамм, а изменение температуры камеры поглощения на 1°С смещает ее на 0,02 гамм. Изменение интенсивности поля Ні на 10% приводит к сдвигу часто­ты на 0Л гамм. В связи с этим для достижения повышенной точно­сти целесообразно стабилизировать напряжение на соленоиде дат­чика, подключенном к выходу высокочастотного генератора, а также интенсивность светового потока и температуру камеры поглощения.

Рис. 1-24. Форма линии при эптическом резонансе атомов рубидия в земном поде (40 а/м).

Цезиевые датчики отличаются более высокой линейностью ча - стоты, но меньшим гиромагнитным отношением (Л. 47]. Для практи* ческих расчетов рекомендуется следующая формула:

V = 4395,151 Н„ + 0,1678 (1-51)

где bf— поправка, связанная с несимметрией линии, которая лрин - ципиально может иметь место и в формуле (1-49).

Бее изложенное выше может быть сформулировано и в более близких к предыдущему изложению терминах (см. § 1-2), связанных с понятием прецессии магнитных моментов, возникающей при погло­щении света определенной длины волны и определенной (поляриза­ции. Это явление часто называют оптической ориентацией [Л. 14, 68].

Оптическая ориентация атомов заключается, таким образом, в том, что фотоны поляризованного светового излучения, отдавая етри столкновении атомам свой момент количества движения, вызы­вают принудительную ориентацию атомных спинов по отношению

к магниФному полю. 6 результате этого возникает преЦеб - сия, сопровождаемая стимулированным резонансным излучением энергии вполне определенной частоты, а резонанс фиксируется одним из упомянутых выше оптических методов.

На рис. 1-25 показана упрощенная схема датчика квантового измерителя напряженности магнитного поля [J1. 24], являющегося чувствительным элементом преобразователя. Здесь изображены из­лучатель или спектральная лампа /, поляризатор света 2, четверть­волновая слюдяная 'пластина 3, камера поглощения 4, ісоленовд фотодетектар 6 и оптические блоки. Здесь же показан ход лучей в системе, взаимная ори­ентация магнитных «полей и

Рис. 1-25. Упрощенная схема дат­чика квантового измерителя на­пряженности магнитного поля.

направление излучения. По-

—>

ле Н — слабое, высокоча­стотное, порядка нескольких

десятков гамм. Постоянное —>

магнитное поле Н создается с помощью дополнительного внешнего контура, например колец Гельмгольца, не изо­браженных на этом рисунке.

Контур обтекается контро­лируемым током. Ось этого контура должна совпадать

с направлением вектора Н.

Облучение ансамбля атомов (в датчиках квантовых преобразова­телей используются пары щелочных металлов типа цезия, рубидия, калия, находящиеся при низком давлении в камере поглощения) производится на резонансной длине волны источником света, излу­чатель которого наполнен парами аналогичного элемента и имеет ионизированный с - помощью высокочастотного контура светящийся скин-слой.

Излучение подобных спектральных ламп в слабых магнитных полях имеет обычно ярко выраженную линию D1, соответствующую энергии перехода атомов спектральной лампы из возбужденного в обычное состояние (см. рис. 1-21). Для цезия Cs133 длина волны

о

этой линии лежит в инфракрасной области и составляет 8943,46А,

о

а для рубидия Rb87—7 948А; соответствующая частота электромаг­нитных колебаний световых волн определяется по формуле

у = 2к Ес (1-52)

где Ес и Еа — возбужденный и исходный уровни энергии атомов спектральной лампы.

Указанное излучение фокусируется, поляризуется по кругу с по­мощью поляризатора 2 и четвертьволновой пластинки из слюды 3 и проходит через камеру поглощения на фотодиод 6. В действитель­ности четвертьволновая пластина имеет толщину, кратную А,/4, на ее выходе формируется излучение с <т-поляризацией, так как поля­ризатор 2 создает линейно поляризованное излучение, а на выходе слюдяной пластинки К/4 в силу наличия у нее двух оптических осей формируются два гармонических сигнала, сдвинутые во времени

На четверть периода в пространстве. В 'итоге (результирующее поЛб

Іїалра#/7еяі/е с0Є‘ Рис. 1-27. Зависимость выход­ного сигнала квантового датчи­ка от угла ориентации его оптической оси относительно магнитного поля.

зектора Е светового излучения становится поляризованным по кругу. 6 связи с 5тим магнитные моменты атомов это истечении некоторого времени, определяемого по-прежнему временем продольной релакса­ции 7*1, величина которого для камер поглощения со специальными покрытиями составляет примерно 0,1 сек, образуют результирующую намагниченность по направлению магнитного поля в камере погло­щения. Фокусировка атомных спинов происходит с постоянной вре­мени поперечной релаксации Т*2 подобно тому, как это осуществля-

Рис. 1-26. К принципу действия автогенераторной схемы кван­тового измерителя напряжен­ности магнитного поля.

ется в спиновой системе на ядрах. Постоянная Т*2 для цезиевых датчиков близка обычно к нескольким сотым долям секунды.

Особенно распространена автогенераторная схема квантового измерителя напряженности, в которой поддерживается непрерывная -прецессия а томных спинов в синфазном состоянии с помощью уси­ленного сигнала с фотоэлемента, подаваемого в соответствующей фазе на соленоид 5 квантового датчика и вызывающего стимулиро­ванную эмиссию. Прецессирующие атомные спины образуют для фо­тонов своеобразную ловушку с переменным коэффициентом поглоще­ния. Поглощение, как 'указано выше, меняется с частотой прецессии атомов. Световой луч и магнитное поле должны быть при этом ориентированы примерно так, как это показано на рис. 1-25. В ре­зультате с помощью фотодиода 6, установленного за камерой тюгло- щения, можно уловить некоторые флуктуации интенсивности свето­вого излучения с частотой прецессии, которые после усиления ис­пользуются для создания в камере .поглощения слабого поля резо­нансной частоты.

Режим автогенератора устанавливается в квантовом датчике, охваченном положительной обратной связью, включающей фотодетек - тср, усилитель и соленоид 5. Условия для возникновения автоколе­баний могут быть выполнены при определенной ориентации оси дат­чика по отношению к магнитному полю. Так, при наличии проекции результирующего магнитного момента группы атомов на ось х (рис. 1-26) переменное поле Hi, направленное ло этой оси, может

поддерживать прецессию, если оно изменяется синхронно с пре­цессией атомов, подобно тому, как это рассмотрено выше, при по­яснении принципа действия спинового генератора. Для выполнения условия баланса фаз усилитель должен обеспечивать сдвиг фазы тока в соленоиде по отношению к фазе входного сигнала на 90°. Действительно, полагая, что на выходе фотодиода сигнал имеет гар­монический характер с частотой v0, легко представить, что исполь­зование обычного широкополосного усилителя приведет к срыву ко­лебаний, так как максимум светового потока (и фототока) должен будет соответствовать максимальному сигналу на выходе усилителя и максимуму напряженности Н. Последнее, как указано выше, при - зодит к уменьшению прозрачности камеры поглощения, что соот­ветствует отрицательной, а не положительной обратной связи.

Если угол между магнитным полем и световым лучом окажется

равным нулю, то прецессия в автогенераторной схеме срывается

—>

из-за отсутствия' компоненты Мху, являющейся аналогом компоненты Mt0 спиновых генераторов. В результате этого синхронная компонента[2] поля Нх (если бы она даже существовала) не может поддерживать пре­цессию суммарного магнитного момента М. При ортогональном поло­жении луча и поля становится равной нулю продольная намагни' ченность и прецессия в этих условиях также не возникает. На рис. 1-27 показан вид индикатриссы, отражающей изменение ампли­туды сигнала квантового датчика в функции от угла поворота отно­сительно поля Н, если усилитель не имеет АРУ. Максимальный сиг­нал имеет место при угле а. близком к 45°.

iB квантовом автогенераторе, как в любом генерирующем устрой­стве, имеет место некоторое влияние изменения параметров в цепі обратной связи на частоту колебаний. Эта особенность не отражена в соотношениях (1-49) и (1-51). Изменения параметров цепи обрат­ной связи могут происходить как из-за внешних возмущений (темпе­ратуры среды и т. п.), так и из-за изменения уровня контролируемых сигналов. При чрезмерной чувствительности магнитных систем наблю­даемые сдвиги из-за непостоянства коэффициента усиления и фазово­го сдвига в усилителе, определяемых влиянием реактивных элемен­тов цепи обратной связи, могут превышать. приращения частоты, определяемые квадратичными членами. В зависимости от характера изменения коэффициента усиления, фазового сдвига и знака при­ращения поля при проектировании можно обеспечить в некотором диапазоне полей компенсацию рассматриваемых сдвигов частоты.

В функции от угла а 'Принципиально может наблюдаться также сдвиг частоты датчика из-за изменения интенсивности отдельных переходов. Эта зависимость, называемая ориентационной, при из­менении углов на ±20° от оптимума для рубидиевого датчика вы­ражена слабо (Л. 67]. В цезиевом датчике ориентационная зави­симость в этих условиях может достигать ориентировочно сдвига частоты, равного 1 гамм/град. Экспериментальные исследования по­казали, что ориентационные сдвиги уменьшаются при строгой 90- град-уоной фазировке сигнала >в цепи обратной связи и <цри хорошем качестве оптической системы.

Существуют также и другие разновидности квантовых датчиков с 'иной ориентацией векторов >и апериодическими сигналами «а фо­тодетекторе, связанные с использованием продольной намагничен­ности ансамбля атомов в камере поглощения.

Квантовые датчики по разомкнутой схеме (негенерирующие) ис­пользуются обычно в режиме автоматической подстройки частоты путем поиска центра линии. поглощения (см. табл. 1-2). Эта опера­ция выполняется на переменном токе, для чего постоянное магнитное поле модулируется низкочастотным, амплитуда которого в стацио­нарном режиме не 'превышает ширины линии поглощения. Слож­ность конструкции подобных измерителей из-за необходимости ис­пользования точных следящих систем затрудняет их применение з преобразующих устройствах.

Температура, при которой рубидиевые датчики сохраняют ра­ботоспособность, составляет 55° С, цезиевые — примерно 28° С. Ис­пользуя другие рабочие вещества, например калий, допустимую тем­пературу окружающей среды можно увеличить до +60° С и выше.

В реальных условиях процессы поляризации протекают значи­тельно сложнее и существует много факторов, уменьшающих интен­сивность накачки; ото прежде всего процесс термической релакса­ции. Столкновение атомов щелочного металла со стенками сосуда и между собой приводит к их быстрой дезориентации. Для увеличе­ния времени релаксации применяют буферный газ. В качестве буфер­ного газа используются благородные газы. Они имеют полностью заполненные электронные оболочки и равный нулю ядерный магнит­ный момент, т. е. являются нейтральными. Между атомами щелоч­ного металла и буферного газа происходят многократные столкно­вения, но это не приводит к дезориентации атомов щелочных метал­лов и увеличивает время между нежелательными столкновениями со стенками сосуда. Обычно давление буферного газа берется от 3 до 30 мм рт. ст. Время поперечной релаксации в случае применения буферного газа порядка нескольких десятков миллисекунд.

Буферные газы полностью не исключают столкновений атомов металла со стенками. В последнее время стали успешно применяться различные 'покрытия стенок камер поглощения. Эти покрытия по своей структуре напоминают инертные газы, но остаются плотными при температуре накачки. Атомы сохраняют свою ориентацию после столкновения со стенками. Для покрытия используются многозвен­ные углеводородные смеси, такие как страконтан С40Н82 или дейте- рированные предельные углеводороды типа C50H50D2 и т. д. При­менение таких покрытий увеличивает время релаксации до несколь­ких сотен миллисекунд. Единственной причиной, вызывающей умень­шение времени релаксации, в этом случае являются столкновения атомов с пятном металла, находящегося в запаянном отростке каме­ры поглощения, изображенной на рис. 1-26.

В табл. 1-2 представлены основные характеристики различных типов квантовых и ядерно-прецессионных измерителей напряженно­сти магнитного поля [Л. 24, 47, 49, 67] и в примечании к ней указа­ны их свойства, наиболее важные с точки зрения техники преобра­зования.

Эти данные свидетельствуют о весьма широком диапазоне их свойств, удовлетворяющих условиям применения преобразующих устройств в контуре обработки информации ЭЦВМ-

Таблица 1-£ Тип датчика Параметр Протонно-пре цесеион - ный1 Рубидиевый (ка­лиевый) с авто­подстройкой частоты (Rb=87) Рубидиевый (ка­лиевый) генери­рующий2 (Rb=85) Гелиевый с авто - подстройкой ча­стоты8 (Не4) Ядерный гене­рирующий4 (Не*) Относительная погрешность изме­рений поля...................................... 6.10-* 1,2-10-5 1,2.10-5 6.10-* 2.10-* Чувствительность, гамм..................... — 0,05 0,01 0,01 0,10 Отношение сигнал/шум в полосе частот, гц....................................... 20 100 50 1 200—500 5-Ю5 10 000 2 200 1 Частотный диапазон магнитного поля, гц.................................................... 0—0,1 0—1 0—20 (в цези­евом датчике 0—150 гц) 0—2 ^=0,1 Диапазон изменения полей, гамм От 6-103и выше От 3 и выше От 3 и выше От 200 и выше От 7 и выша- Допустимая неоднородность маг­нитного поля, гамм! см.... 2—5 40 40 (в цезиевом датчике до 150) 40 2 000

Продолжение табл. 1-2

	Тип датчика
Параметр	Протонно-прецессион­ ный[3]	Рубидиевый (ка* лиевый) с авто­подстройкой ча­стоты (Rb-87)	Рубидиевый (ка­лиевый) генери­рующий[4] (Rb=85)	Гелиевый с авто­подстройкой ча­стоты8 (Не[5])	Ядерный гене* рируюиций4 (Не8)
Гиромагнитное отношение, гц/гамма, и частота в поле 40 а/м, кгц......................................	0,042 2,1	7 350	4,66 233	28 1400	0,032 ' 1,6
Температурный диапазон датчика, °С •..............................	От —60 до +60	От+35 до +55	От+25 до+45	От —60 до +60	От —60 до +60
Потребляемая мощность, вт. . .	8—10 (при цик­личности: 1 сек—сигнал, 1 сек—измере­ние)	5	3—6	5	12
Род работы.........................................	Циклический (поляризация и измерение)	Непрерывный	Непрерывный	Непрерывный и циклический	Непрерывный и цикличе­ский. 1

На рис. 1-28 показана блок-схема кйантовоґо преобразователя, устойчивого к внешним помехам и вариациям магнитного поля Зем­ли, построенного по дифференциальной схеме на двух квантовых частотных датчиках 1 и 3 в автогенераторном режиме. Дифферен­циальная схема преобразователя позволяет исключить влияние маг­нитного поля Земли и резко снизить требования к коэффициенту экранирования системы, причем в ряде случаев экран может быть вообще исключен.

Lfa

Рис. 1-28. Блок-схема диффе­ренциального квантового пре­образователя электрических сигналов и угловых, перемеще­ний.

Рис. 1-29. Зависимость разност­ной частоты (или числа им­пульсов разностной частоты) от уровня возбуждающего сиг­нала.

1 fa. мин

1 fa. макс

.Каждый из частотных датчиков 1 и

З охівачен цепью положи­тельной обратной связи с усилителями 2 и 4. Частоты сигналов генераторов,

образованных блоками /, 2 и 3, 4, определяются про­цессами в датчиках 1 и 3, т. е. напряженностью приложенного к ним магнитного поля (рис. 1-29 ори *вх=0).

На этом рисунке изображены три выходные характеристики дат­чиков, отличающихся различным начальным полем подмагничивания. По оси ординат отложено число импульсов разностной частоты на выходе устройства.

При изменении возбуждающего магнитного поля включением тока /вх в кольца Гельмгольца одного из датчиков частота соответ­ствующего генератора меняется из-за изменения напряженности поля практически линейно. Более точная оценка с учетом влияния квадратичного члена в формулах (1-49) и (1-61) показывает, что при начальном поле Н0 на уровне 30 000—50 000 гамм и полезных приращениях поля до 3 000 гамм, которые нетрудно создать при входных токах порядка 100 мка, расчетная нелинейность выходной характеристики цезиевых датчиков не превышает 0,0008%. Постоян­ная магнитного контура возбуждения при использовании колец Гельмгольца на кварцевых рамках может иметь стабильность по­рядка 2 • 10“5 и выше, в результате чего девиация частоты датчика и разностная частота А/ на выходе дифференциальной схемы 5 определяется в основном величиной контролируемых сигналов /вх [Л. 58

Если оба частотных датчика, находящихся во внешнем однород­ном поле, возбудить с помощью индивидуальных колец Гельмгольца некоторым током, то при развороте одного из них относительно ис­

ходного состояния вновь появляется сигнал разностной частоты. Это объясняется тем, что вспомогательные магнитные поля образуют с внешним полем векторную сумму, причем модули векторов в зоне каждого из частотных датчиков при их взаимных перемещениях оказываются разными.

Таким образом, изображенная на рис. 1-28 блок-схема диффе­ренциального типа при ином конструктивном оформлении превра-

Рис. L-31. Внешний в ид датчика квантового диф­ференциального преобразователя.

щается в измеритель относительных угловых перемещений двух рас­положенных рядом датчиков. Так как достигнутая чувствительность квантовых магнитометров составляет до 0,01 гамм, то при поле порядка 50 000 гамм чувствительность по углу оказывается равной 2 • 10~7 рад, что соответствует сотым долям угловой се­кунды.

На рис. 1-30 показано несколько вариантов магнитных систем квантовых преобразователей, построенных на кольцах Гельмгольца или соленоидах. Здесь условно изображены: / и 2 — спектральная лампа и фокусирующая система (рефлектор); 3', 3 — контуры для создания общего для двух датчиков начального однородного маг­нитного поля (3' — соленоиды, 3 — кольца Гельмгольца); 4 и 5— камеры поглощения датчиков; 6', 6 — контуры, возбуждаемые в про - тавофазе контролируемым сигналом (6' — соленоиды, 6 — кольца Гельмгольца).

Векторные диаграммы показывают для вариантов направление оптической оси (Оь 02 или 00) каждого из датчиков, направление поля, создаваемого полезным сигналом СЛ и начального поля П с оптимальным углом а=45° по отношению к направлению светового излучения. Кольца Гельмгольца, изображенные условно окружностя­ми, создают поле, направленное перпендикулярно плоскости рисунка, а в виде прямоугольников — по горизонтали. При последовательном зключениц одноименных контуров результирующее поле оказывается развернутым на требуемый угол (45°) по отношению к направлению светового луча.

Анализ сравнительной сложности конструкции таких магнитных систем показал преимущество последней конструкции. Датчики рас­полагаются на одной прямой, между ними устанавливается излуча­тель 1, а каждый из датчиков охватывается малогабаритными коль­цами Гельмгольца 3 с двумя секциями обмоток (на рисунке эти кольца условно показаны двойными). При анализе конструкций был также учтен вид индикатриссы -помех, характеризующий их помехо­устойчивость (см. § 2-3).

Внешний вид основного узла преобразователя — частотного дат­чика (/) в трехкомпонентных кольцах Гельмгольца (2) — показан на рис. 1-31.

Выполненные в последнее время рядом авторов исследования возможности миниатюризации камер поглощения датчиков позволя­ют существенно уменьшить указанные габаритные размеры.