Диссертация (1145403), страница 20

Просмтор этого файла доступен только зарегистрированным пользователям. Но у нас супер быстрая регистрация: достаточно только электронной почты!

Текст из файла (страница 20)

(a) Двумерная картина рассеяния порошкового образца F e −SiO2 − T , (b) Q - зависимости интенсивности полного рассеяния I(Q) дляобразцов F e − SiO2 − U V , F e − SiO2 − 300 и F e − SiO2 − 375 при H = 300мT.личину постоянной двумерной гексагональной решетки a0 от 4.71 ± 0.02нм до 4.45 ± 0.02 нм.

Результаты определения a0 , полученные методамималоугловой дифракции поляризованных нейтронов и дифракции синхротронного излучения, достаточно хорошо согласуются друг с другом (Таблица 2.2.1). В области 0.1 нм−1 < Q < 0.5 нм−1 наблюдается увеличениеинтенсивности рассеяния нейтронов для отожженных образцов по сравне-144нию с F e − SiO2 − U V , при том что диффузное рассеяние (это хорошовидно при 0.5 нм−1 < Q < 2.5 нм−1 ) заметно уменьшилось. Уменьшениедиффузного рассеяния связано с выходом летучих компонент темплата иразложившегося под действием ультрафиолета пентакарбонила железа впроцессе отжига образцов.Как отмечено в нашей работе [301] "рассеивающий форм-фактор пространственно упорядоченных порошковых ферромагнитных наносистем состоит из трех вкладов: рассеяние на частичках пудры микронных размеров,рассеяние на регулярной структуре пор и рассеяние на индивидуальных нанопроволках или нанотрубках [271].

Последний из перечисленных вкладовв рассеяние можно представить как рассеяние на цилиндрах длиной L ирадиусом R. Такое рассеяние может быть выражено уравнением (1.1.27),которое для случае, когда QL 1 (Q > 0.1 нм−1 и L > 50 нм) упрощается принимая во внимание, чтоsin( QL2 cos(θ))QL2 cos(θ)→ δ(θ − π /2). Таким образомвыражение для форм-фактора переписывается как:22J1 (QR sin(θ)).F (Q) ≈RQ(2.3.6.)А рассеяние пространственно упорядоченных ферромагнитных наносистем, с учетом трех вкладов и диффузного рассеяния, описывается как:2Z 2(R−R )2c)12J(QRsin(θ))1− (Q−Q− 2∆Rb222ωI(Q) = A1 4 + A2 e+ A3·edR + Ibg .QQR(2.3.7.)Первый член в уравнении 2.3.7 описывает рассеяние на микронныхчастичках пудры (аппроксимация Порода). Второй член описывает рассеяние на регулярной структуре пор или на цилиндрических наночастицах145(дифракционный пик с центром в Qc и шириной ω).

Третий член описывает рассеяние нейтронов на порах, заполненных магнитными наночастицами (Q > 0.1 нм−1 и L > 50 нм). Четвертый член Ibg описывает диффузноерассеяние, связанное с условиями эксперимента. В целом, экспериментальные кривые хорошо описываются суммой вкладов четырех типов рассеяния (уравнение (2.3.7)).

Аппроксимация данных показала, что увеличениеинтенсивности рассеяния нейтронов для отожженных образцов в областималых значений Q (0.1 нм−1 < Q < 0.5 нм−1 ) связано с рассеянием наобразованиях радиусом Rb = 4.68 нм c малым распределением ∆R = 0.9нм для образцов F e − SiO2 − 375 и F e − SiO2 − 400, а также на образованиях радиусом Rb ≈ 11.0 нм c распределением ∆R = 4.2 нм для образцовF e − SiO2 − 300 и F e − SiO2 − 350. То есть образцы демонстрируют неравномерное распределение пор, заполненных магнитными наночастицами, пообъему образца.Как уже было написано в параграфе 1.2, информация о магнитнойподсистеме образца может быть получена из кривых малоугловой дифракции поляризованных нейтронов (уравнение (1.2.18)), измеренных при различных значений внешнего магнитного поля и температуры: ∆IH (Q) =I(Q, H) − I(Q, 0) и ∆IT (Q) = I(Q, T ) − I(Q, 300), соответственно.

ЗдесьI(Q, H) - интенсивность рассеяния поляризованных нейтронов на образце,помещенном во внешнее магнитное поле H, I(Q, 0) - интенсивность рассеяния поляризованных нейтронов на образце, помещенном в нулевое магнитное поле, I(Q, T ) - интенсивность рассеяния поляризованных нейтроновна образце, нагретом до температуры T , I(Q, 300) - интенсивность рассеяния поляризованных нейтронов на образце при комнатной температуре14612aН = 0 мТ (прямой ход)Н = 200 мТ (прямой ход)Н = 80 мТ (обратный ход)Н = 0 мТ (обратный ход) IH8401240-1Q, нмТ = 10 КТ = 130 КТ = 220 Кb IT302010012-1Q, нм3Рис. 2.15. Q - зависимость магнитного вклада в рассеяние нейтронов, вычисленного (a) как разность интенсивности полного рассеяния в поле H 6= 0и в нулевом поле H = 0 (∆IH (Q) = I(Q, H) − I(Q, 0)) при T = 300 К, (b)как разность интенсивности полного рассеяния при T 6= 300 K и T = 300K (∆IT (Q) = I(Q, T ) − I(Q, 300)) при H = 0 для образца F e − SiO2 − 375.(T = 300 К).

При этом интенсивность рассеяния будет пропорциональнаквадрату магнитного момента образца. Также, информация о магнитнойподсистеме образца может быть получена из анализа поляризационно за-147висящей части рассеяния, которая обусловлена интерференцией ядерногои магнитного вкладов (уравнение (1.2.19)). В этом случае интенсивностьрассеяния будет пропорциональна средней проекции вектора магнитногомомента образца на направление магнитного поля.На рисунке 2.15 показаны типичные Q - зависимость магнитноговклада в рассеяние нейтронов ∆IH (Q) при = 300 К и ∆IT (Q) при H = 0.На кривых заметно выделяются два вклада - малоугловое рассеяние наобразованиях радиусом Rb и малоугловая дифракция (брэгговский пик)от периодической системы магнитных нанонитей. Позиция дифракционного магнитного пика совпадает с максимумом сечения ядерного рассеянияпри переданном импульсе Q = 1.65 нм−1 .

Зависимость ∆IH (Q) являетсяразностью магнитных сечений образца, находящегося в двух различныхсостояниях: полностью размагниченного состояния при H = 0 и намагниченного состояния при H 6= 0. Зависимость интегральной интенсивностинейтронного рассеяния в положении брэгговского пика (IB ) при Q = 1.65нм−1 для T = 300 К и T = 10 К представлены на рисунке 2.16 как функцияполя в диапазоне от -300 мT до +300 мT для образца F e − SiO2 − 375.Из рисунка видно, что поведение интенсивности магнитного рефлекса в процессе перемагничивания качественно повторяется и при высокихT = 300 K, и низких T = 10 K температурах. В процессе намагничиванияс ростом величины внешнего магнитного поля наблюдается сначала некоторое уменьшение интенсивности рефлекса при |H| < 100 мТ с ее последующим ростом вплоть до точки "поворота" при H = 300 мТ.

При уменьшении величины внешнего магнитного поля в диапазоне 300 > |H| > 100мТ наблюдается резкое увеличение интенсивности рефлекса с последую-14870aIB5030100-300-200-100H, мТ010070200IBb503010H, мТ0-300-200-1000100200300Рис. 2.16. Интегральная интенсивность малоугловой дифракции нейтроновкак функция магнитного поля при T = 300 К и T = 10 К для образцаF e − SiO2 − 375.щим уменьшением до первоначального значения при приближении поля кнулю.Во всех случаях интерференционный вклад ∆I(q) в брэгговский рефлекс для образцов F e/SiO2 − T оказался статистически неразрешимым.Полевая зависимость интегральной интерференции для области малыхзначений Q (0.1 нм−1 < Q < 0.5 нм−1 ) представлена на рисунке 2.17 a.Так как интенсивность интерференционного вклада пропорциональна про-14920aI10H, мТ-300-200-100100200300-10-20ITb200H = 300 mT150100H=0500050100150200250300T, KРис.

2.17. (a)Полевая зависимость интегральной интенсивности интерференционного вклада ∆I в диапазоне переданных импульсов 0.1 нм−1 < Q <0.5 нм−1 при T = 300 К, (b) температурная зависимость интегральной интенсивности малоугловой дифракции нейтронов в режимах нагревания внулевом магнитном поле и охлаждения в поле Н = 300 мТ для образцаF e − SiO2 − 375.екции вектора намагниченности на направление внешнего магнитного поля, полученные данные удовлетворительно совпадают с результатами измерения кривых перемагничивания методом SQUID - магнитометрии (Рис.1502.13).Температурная зависимость интегральной интенсивности малоугловой дифракции нейтронов в области дифракционного пика для образцаF e − SiO2 − 375 представлена на рисунке 2.17 b для процессов нагреванияв нулевом магнитном поле (хорошо виден вклад остаточной намагниченности) и охлаждения в поле Н = 300 мТ.

Полученные данные находятся вудовлетворительном согласии с данными ЭПР и SQUID - магнитометрии(Параграфы 2.2.4 и 2.3.1). Тепловые флуктуации начинают играть доминирующую роль при T ≥ 50÷60 К в поле H = 0 мТ и T ≈ 80 К в поле H =300 мТ, из-за которых происходит переход из ферромагнитного состояниясистемы в парамагнитное (суперпарамагнитное).Анализ Q-зависимости магнитного вклада в рассеяние нейтронов позволяет сделать выводы о характере перемагничивания исследуемой системы регулярных магнитных нанонитей оксида железа в порах диамагнитнойматрицы. В данном случае амплитуды ядерных An и магнитных флуктуаций Am (в уравнениях 1.2.16 - 1.2.19) имеют вид:Am =πLµn m p 2Mz + (1 − N⊥ )2 Mx2 ,2~kAn = kL(nm − nw )/2,(2.3.8.)где nm и nw – коэффициенты преломления нейтронов в матрице и в магнитных нитях находящихся в порах, соответственно, µn – магнитный моментнейтрона, N⊥ = 1/2 — размагничивающий фактор в направлении перпендикулярном нанонити, Mx,z — компоненты намагниченности перпендикулярно и вдоль нити, соответственно.

Отметим, что анализ проводится вприближении однородного распределения магнитной индукции в нанони-151тях. Также, не учитывался вклад от магнитного поля, наведенного нанонитями в пространстве между порами, что возможно для нитей, намагниченных вдоль своей длины [89]. Однако этот вклад следует учитывать придостаточно большой поперечной компоненте намагниченности. Зная геометрию исследуемых нанокомпозитов и скорость убывания величины поляот поперечно намагниченной длинной нити как 1/r2 , где r – расстояние отцентра поры [437], можно использовать формулы 1.2.18 и 1.2.19 со значениями амплитуд ядерного и магнитного рассеяния (уравнения 2.3.8) длякачественного описания площади сечения нейтронного рассеяния.Свободная энергия единицы объема однородно намагниченной нанонити, помещенной в однородное внешнее магнитное поле H, имеет вид [89]:F = −πMs2 cos2 θ − Ms H cos(θ − θh ),(2.3.9.)где θ и θh — полярные углы намагниченности и поля, соответственно, отсчитанные от оси нити, а Ms — намагниченность насыщения единицы объема.Первый член в уравнении 2.3.9 описывает анизотропию формы, котораяделает ось нити направлением легкого намагничения и препятствует тому,чтобы магнитный момент нити был ориентирован параллельно полю приθh 6= 0, π.

Напоминаем, что в наших экспениментах наблюдается брэгговский максимум от малоугловой дифракции на нанонитях, расположеныхпараллельно падающему пучку нейтронов, так как ось именно этих нанонитей совпадает с осью пучка, приводя к многократному увеличению эффективности рассеяния ( [257]). Таким образом, внешнее магнитное поле,приложенное перпендикулярно направлению распространения нейтронного пучка (Рис. 1.12) оказывается направленным перпендикулярно и оси на-152нонити. Если угол между полем и первоначальным направлением намагниченности острый (Рис.

2.18 (слева)), то процесс намагничивания проходитплавно: угол θ непрерывно увеличивается от 0 и достигает θh в пределебесконечно большого поля. Если θh = π/2, то θ = θh при H = HS = 2πMs .В случае же тупого угла компонента намагниченности на ось нити скачкомизменяет знак (нить перемагнитится) при некоторой величине поля Hf (θh ).MHh HHdH+HdРис. 2.18. Система регулярных магнитных нанонитей и схематическое изображение ориентации приложенного поля и намагниченности для изолированной нанонити (слева), а также, схематическое распределение магнитныхполей H + Hd в массиве магнитных нанонитей (справа).

Характеристики

Список файлов диссертации