JP2016519306A - スピン偏極の移動 - Google Patents
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Abstract
Description
本出願は、2013年5月3日出願の米国特許仮出願第61/819,103号及び2014年1月31日出願の米国特許仮出願第61/934,205号に対する優先権を主張するものであり、両方の優先権文書の内容全体は、これにより引用によって組み込まれる。
(Nsは、スピン集団内のスピンの数)及びg(単一スピンに関するスピン空洞結合強度)としてスケーリングされる。一部の例では、スピン空洞結合強度は、モード体積の平方根に反比例し、アドミタンス(すなわち、空洞の品質係数)の平方根に正比例する。
を有するz方向スピン角運動量演算子であり、
はプランクの定数である。係数ωS=γB0は、ラーモア周波数としても公知のスピン共鳴周波数である。
式中の分母Zは分配関数であり、Hは、スピン集団のハミルトン関数である。分配関数は、Z=Σe-H/kTで表すことができ、式中の和は、全ての可能なスピン集団構成にわたるものである。定数kはボルツマン係数であり、Tは周囲温度である。従って、スピン集団の熱平衡状態(及びそれに関連付けられた熱平衡偏極)は、試料環境(磁場強度及び試料温度を含む)によって上式に従って少なくとも部分的に決定することができる。スピン集団の偏極は、例えば、スピン集団の状態を表す密度行列から計算することができる。一部の事例では、z方向のスピン偏極は、次式のようにz方向の磁化の予想値MZとして計算することができる。
式中の
は、合計スピン集団z角運動量であり、NSは集団スピンサイズである。
式中のωcは、空洞共鳴周波数であり、Δωは、空洞共鳴の−3dBのバンド幅である。空洞共鳴が、ローレンツ関数である分布によって与えられる場合に、バンド幅は、空洞周波数応答の半値全幅(FWHM)によって与えられる。
ベクトルポテンシャル自体は、以下の波動方程式を満たす。
式中のcは光速である。波動方程式は、次式の平面波のフーリエ数列の形式の形式解を有する。
式中の各フーリエ成分Ak(t)も波動方程式を満たす。これらの平面波は、空洞QEDの場合に空洞が対応するものであり、Ak(t)が
の形式の時間依存性を有すると仮定すると、電場及び磁場は次式によって与えられる。
式中の時間周波数及び空間周波数(それぞれωk及びk)は、ωk=ckによって関連付けられる。
式中の
及びμ0は、それぞれ、
であるような自由空間の誘電率及び透磁率であり、Vは、放射線場を含む空間又は空洞の体積である。実数部P及び虚数部Qを用いてベクトル係数を定めることにより、Akは次式として表される。
式中の
は、電磁波に対する偏極ベクトルである。Qk及びPkを使用すると、エネルギは次式によって与えられる。
この式は、単純な調波振動子のエネルギに関する形式にある。従って、電磁波のベクトルQk及びPkを調波振動子の位置ベクトル及び運動量ベクトルとして処理することができる。それによって単一量子(光子)に関する電磁場を調波振動子の標準的な正準量子化によって量子化することが可能になる。
次いで、それぞれ消滅演算子及び生成演算子と呼ぶ演算子a及びa+をベクトルP及びQを用いて次式のように定めることができる。
これらの演算子は、交換関係[a,a+]=1を満たす。従って、このハミルトン関数を生成演算子及び消滅演算子を用いて次式のように書くことができる。
2分の1という定数因数は、空洞モードの一定のエネルギシフトに対応し、従って、この一定の量だけエネルギを再調整する相互作用フレーム内に入ることによってこの因数を除去することができる。
従って、演算子N=a+a(数演算子)は、与えられた数状態に対する光子の合計数を次式として与える。
光子数状態|n>cは、エネルギ
を有する次式のハミルトン関数のエネルギ固有状態である。
調波振動子演算子を用いて、空洞内の磁場を次式のように書くことができる。
式中の
は伝播方向であり、μ0は自由空間透磁率定数であり、
はプランク定数であり、関数u(r,t)は、空間的及び時間的な波の挙動を表している。一部の例では、
とし、関数u(r,t)は、次式の形式を取る。
式中のu(y,z)は、空洞磁場空間分布を表している。この形式では、モード体積を次式のように表すことができる。
従って、モード体積は、空洞磁場の空間的分布に関連し、一般的に空洞磁場内のより高い空間均一性は、より低いモード体積をもたらす。この場合に、スピン空洞相互作用ハミルトン関数は次式になる。
式中の定数gは、各スピンと空洞の間の結合強度を表し、σxは、x成分スピン角運動量演算子である。一部の事例では、結合強度を次の表現式によって定めることができる。
上述の例示的な式では、スピン空洞結合強度は、モード体積の平方根に反比例する。
に比例することができる。そのような冷却技術では、大きい方のスピン集団(例えば、溶媒又は大量の化学種)を小さい方のスピン集団(例えば、溶質又は低濃度の化学種)よりも高速に冷却することができる。更に、一部の事例では、溶媒から溶質への偏極の移動は、これらの両方がZeemanマニホルド内にあることで比較的高速である。従って、この場合に、少数のスピンを有する集団(緩慢に冷却されることになる)は、大小のスピン集団の双極子結合を通して移動された大きい集団の磁化を有することができる。全体的に、偏極及び移動の過程は、自然緩和(例えば、T1緩和)と小さい集団の直接冷却の両方よりもかなり高速なものとすることができる。
及び低濃度のスピン化学種では
で分割され、ここでγA及びγDは、そのそれぞれの磁気回転比である。
式中のMA 0,CCは、溶媒スピンの空洞冷却磁化であり、MD 0,PTは、溶媒スピンから溶質スピンへの偏極移動の後の溶質スピン磁化である。係数ηは、2つのスピン化学種の間の結合及び緩和効果、並びに溶質スピンとその環境との相互作用を特徴付けるものである。
式中のB1 A及びB1 Dは、各々がそれぞれのスピン化学種と共鳴状態にあり、大量のスピンから低濃度のスピンへの磁化の移動がもたらされる。強化は、次式の比に比例する。
ここでもまた、a†(a)は、空洞を説明する生成(消滅)演算子であり、ΩRは、駆動場の強度(ラビ周波数)であり、ωcは、空洞の共鳴周波数であり、ωsは、スピンのラーモア共鳴周波数であり、gは、
を単位とする、集団内の単一スピンへの空洞の結合強度である。この場合に、次式が、Ns個のスピンから構成される集団に対する合計角運動量スピン演算子であるという表記法を用いた。
Ns個の同一のスピンから構成されるスピン集団の状態空間Vを結合された角運動量部分空間の直和として書くことができる。
上式においてNsが偶数(奇数)である場合に、j0=0(1/2)である。VJは、次元dJ=2J+1を有するスピンJ粒子の状態空間であり、同じ合計スピンJを有するnJ個の縮退部分空間が存在する。TCハミルトン関数は、大域的SU(2)対称性を有するので、この表現形式では部分空間の間で結合を行わないことになる。この表現形式において最も大きい部分空間をディッケ部分空間と呼ぶこの部分空間は、スピン集団の全ての全対称状態から構成される。ディッケ部分空間は、合計角運動量J=Ns/2を有する系に対応する。ディッケ部分空間に限定されたTCハミルトン関数はディッケモデルとして公知であり、量子光学に関して研究されている。
及び
の速度での遷移を駆動することができる。
式中のδω=ωc−ωsは、空洞共鳴周波数からの駆動の離調であり、ハミルトン関数内のいずれかの時間依存項を除去するために、標準の回転波近似(RWA)が行われる。
式中のJ± (x)≡Jy±iJzは、x基底のスピン昇降演算子である。
この回転波近似は、離調及びラビ駆動強度が、着目する時間尺度tcと比較して大きい領域(δω,ΩR≫1/tc)内で有効である。ここから、上付文字(x)を外すことにし、着目するスピン集団に対してJx固有ベースにおいて考察を進めることに注意しなければならない。
式中のLIは、相互作用ハミルトン関数の下での推移を説明する超演算子LI(t)ρ=−i[HI(t),ρ]であり、Dcは、次式のように、空洞の品質係数を現象学的に光子振幅減衰チャネルとして説明する散逸子である。
この場合に、関数
、
は、環境の温度(例えば、冷却システム又は他の環境)を特徴付け、κは、空洞散逸速度(∝1/Q)である。数演算子の予想値は、環境の温度TCに次式によって関連付けられる。
式中のkBはボルツマン定数である。
式中のρs(t)=trc[ρ(t)]は、スピン集団の縮約状態であり、ρeqは、空洞の平衡状態である。
という条件下では、このマスター方程式は次式に還元される。
この場合に、次式は、空洞との結合に起因してスピン集団に対して作用する有効な散逸子及びハミルトン関数である。
この場合に、次式が成り立つ。
この場合に、Ωsは、有効ハミルトン関数の周波数であり、Γsは、スピン系の有効散逸速度である。
を考察することができる。この場合に、Jにわたる和は、部分空間VJにわたって和を取ったものであり、PJ,m(t)≦J,m│ρ(t)│J,m>は、状態ρJ,m=|J,m><J,m|内で時間tにおいてこの系を見出す確率である。この場合に、マルコフマスター方程式は、次式の占有率に対する速度方程式に還元される。
この場合に、次式が成り立つ。
ここで
を定めると、各部分空間VJに対して以下の行列微分方程式が得られる。
式中のMJは、次式の三重対角行列である。
によって指定される与えられた状態に対して、上述の微分方程式は、解
を有する。駆動スピン集団の各部分空間VJの平衡状態は、
を満たし、次式によって与えられる。
この場合に、次式が成り立つ。
スピン集団の平衡状態に対する合計スピン予想値は次式で与えられる。
によって与えられ、最終予想値は、約
である。従って、ディッケ部分空間内の最終スピン偏極は、熱空洞偏極にほぼ同等である。
を多数のスピンに対して効率的にシミュレートすることを可能にする。簡略化のために、空洞がその基底状態
まで冷却され、スピン集団を最大に混合される(すなわち、m=−J,...,Jに対してPm(0)=1/(2J+1)である)ものと見なす理想的な場合のディッケ部分空間の冷却を考察する。
このモデルは、指数関数的速度(1/T1)を含む熱スピン格子緩和過程と同じく指数関数的速度(1/T1,eff)を含む。このモデルは、角運動量部分空間(例えば、ディッケ部分空間)又は完全ヒルベルト空間に対して使用することができる。一部の実施では、有効速度(1/T1,eff)は、熱速度(1/T1)よりも有意に速い。スピン部分空間VJに対する冷却時定数に関する、Jの関数としての近似表現式は次式で与えられる。
この有効冷却時定数内では、ラビ駆動強度が空洞離調に一致する時(すなわち、Δ=0)に冷却効率が最大になる。この場合に、冷却速度及び時定数は、それぞれΓs=g2/κ及びT1,eff=κ/g2Jに簡略化される。空洞が熱的に占有される場合に、最終スピン偏極は熱空洞偏極にほぼ等しく、
に対応する空洞温度では、有効冷却定数1/T1,effは、ゼロ温度値にほぼ等しい。
である実施では、磁気共鳴システムは、
であるように構成することができる。
10GHz)を約Ns=106個からNs=1017個までのスピンを閉じ込める試料と共に使用する例示的実施では、磁気共鳴システムは、ΩR/2π=100MHz、Q=104(κ/2π=1MHz)、及びg/2π=1Hzであるように構成することができる。これらのパラメータでは、マルコフマスター方程式の有効性範囲はNs≪κ2g2=1012であり、約1011個の電子スピンを含む集団のディッケ部分空間を3.18μsの有効なT1で偏極することができる。この偏極時間は、数秒から数時間の範囲にわたる可能性がある、低温スピン集団に対する熱T1よりも有意に短い。
2個のスピン:
3個のスピン:
図6に示すように、3個のスピンの場合に、スピン3/2部分空間が最も大きい次元を有し、従って、ディッケ部分空間である。
式中のJは部分空間のスピンであり、Γsは、マルコフマスター方程式から導出された空洞冷却速度である。一部の例では、スピン集団の真の基底状態は、全てのスピンがB0磁場に位置合わせするか、又は逆位置合わせするかのいずれかの状態であり、この状態はディッケ部分空間である。一般的に熱平衡では、スピン集団は混合状態にあることになり、全て又は実質的に全ての部分空間内に占有率を有する状態の分布が存在することになる。
倍の比でスピンを真の基底状態まで冷却することができることをシミュレーションが示している。それによって次式の真の基底状態への有効な緩和時間が与えられる。
上述の他の例の場合と同様に、熱スピン格子緩和速度(1/T1)と同様の指数関数的速度(1/T1,双極子)を含むモデルを考察する。
上述のように、指数関数的速度(1/T1)に従って推移する熱スピン格子緩和過程と同じく指数関数的速度(1/T1,eff)に従って推移するスピン偏極モデルを考察する。
として計算したものである。図示の例では、スピン系は、完全混合状態で始まる電子スピン集団であり、従って、スピンの半分をその基底状態まで駆動しなければならない。
)だけ超える場合に適用される。このマルコフ制限内では、スピン光子が空洞に追加される速度が、熱光子が追加される速度よりも有意に小さく、すなわち、熱空洞温度を維持するのに必要な冷凍機の冷却電力が、空洞の平均占有数を増大させることなくスピン光子を散逸させるのに十分である。上式から、より多くのスピンを追加してκを
に近づけることによって冷却効率を改善することができ、この関連において、冷凍機の冷却電力が、空洞からの逆作用を防ぐのに十分ではない場合があり、非マルコフ効果が冷却速度を有意に低下させることを見ることができる。
であるようなモード体積Vと品質係数Qとを有する。この場合に、Nsは、スピン集団内のスピン数を表し、κ=(ωc/Q)は、空洞の散逸速度を表し、ωcは、空洞の共鳴周波数を表し、gは、スピン集団内の個々のスピンへの空洞の結合強度を表している。一部の例では、散逸速度κは、
の2倍よりも大きい。一部の例では、散逸速度κは、
よりも1桁大きい。一部の例では、散逸速度κは、
よりも2桁又は3桁大きい。一部の事例では、スピン集団と空洞の間の結合は、スピン集団の偏極を熱スピン格子(T1)緩和過程よりも高速に強める。
104 静磁場
108 第1のスピン群
110 試料
112 共鳴器及び空洞システム
Claims (21)
- スピン集団を制御する方法であって、
試料内の第1のスピン集団の偏極を該第1のスピン集団のスピン状態と空洞の空洞モードとの間を結合することによって増大させる段階と、
前記試料内で前記第1のスピン集団から第2のスピン集団に偏極を移動する段階と、
を含むことを特徴とする方法。 - 前記偏極は、前記第1のスピン集団から前記第2のスピン集団にそれぞれの該スピン集団のスピン間の双極子相互作用によって移動されることを特徴とする請求項1に記載の方法。
- 前記試料は、前記第1のスピン集団を含む溶媒と前記第2のスピン集団を含む溶質とを含有する液体を含むことを特徴とする請求項1に記載の方法。
- 偏極が、前記溶媒から前記溶質に核オーバーハウザー効果によって移動されることを特徴とする請求項3に記載の方法。
- 前記空洞が第1の温度にあり、前記試料が第2の異なる温度にある該試料及び該空洞の間を熱絶縁する段階を更に含むことを特徴とする請求項3に記載の方法。
- 前記試料は、前記第1のスピン集団を含む大量の化学種と前記第2のスピン集団を含む低濃度の化学種とを閉じ込める固体を含むことを特徴とする請求項1に記載の方法。
- 偏極が、前記大量の化学種から前記低濃度の化学種に交差偏極によって移動されることを特徴とする請求項6に記載の方法。
- 反復的に、
前記スピン集団と前記空洞の間の相互作用によって該スピン集団の角運動量部分空間に作用し、かつ
前記角運動量部分空間を混合する、
ことにより、前記第1のスピン集団の偏極を増大させる段階を含むことを特徴とする請求項1に記載の方法。 - 前記角運動量部分空間は、双極子相互作用、横断(T2)緩和過程、又は勾配場の印加のうちの少なくとも1つによって混合されることを特徴とする請求項3に記載の方法。
- 前記空洞の温度を該空洞に熱結合された冷却システムの作動によって制御する段階を含むことを特徴とする請求項1に記載の方法。
- 前記偏極を増大させる段階は、前記第1のスピン集団の前記スピン状態を前記空洞の前記空洞モードと結合するようになった駆動場を該第1のスピン集団に印加する段階を含むことを特徴とする請求項1に記載の方法。
- 前記駆動場は、前記第1のスピン集団のスピン共鳴周波数(ωs)に同調され、前記空洞モードは、空洞共鳴周波数(ωc)に対応し、該空洞共鳴周波数(ωc)は、該スピン共鳴周波数(ωs)から量δω=ωc−ωsだけ離調されることを特徴とする請求項11に記載の方法。
- 前記第1のスピン集団は、前記第2のスピン集団よりも実質的に大きいスピン数を含むことを特徴とする請求項1から請求項12のいずれか1項に記載の方法。
- 静磁場内で試料内の第1のスピン集団と相互作用するようになった空洞と、
前記スピン集団の偏極を増大する前記空洞と該スピン集団の間の相互作用を制御し、かつ
前記第1のスピン集団から第2のスピン集団に偏極を移動する前記試料内の該第1のスピン集団と該第2のスピン集団の間の相互作用を制御する、
ようになった共鳴器と、
を含むことを特徴とする磁気共鳴システム。 - 前記第1のスピン集団と前記第2のスピン集団の間の前記相互作用は、それぞれの該スピン集団のスピン間の双極子相互作用を含むことを特徴とする請求項14に記載のシステム。
- 請求項1から請求項12のいずれか1項に記載の方法を実行するようになった空洞及び共鳴器システムを含むことを特徴とする請求項14に記載のシステム。
- 前記共鳴器と前記空洞は、別個の構造体であることを特徴とする請求項16に記載のシステム。
- 前記共鳴器と前記空洞とを含む統合マルチモード共鳴器構造体を含むことを特徴とする請求項16に記載のシステム。
- 前記静磁場を発生させるようになった主磁石システムと、
前記第1のスピン集団が前記第2のスピン集団よりも実質的に大きいスピン数を含む該スピン集団を閉じ込める試料と、
を更に含むことを特徴とする請求項14に記載のシステム。 - 前記空洞に熱結合され、かつ該空洞を冷却するようになった冷却システムを更に含むことを特徴とする請求項14に記載のシステム。
- 前記空洞と前記試料の間を熱絶縁するようになった熱障壁を更に含むことを特徴とする請求項14に記載のシステム。
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