Диссертация (1145403), страница 34
Текст из файла (страница 34)
Суммирование проводилось в секторе углов ±10o (показано пунктирными линиями на Рис. 5.21). Как было отмечено выше,интенсивность полного нейтронного рассеяния не зависит от поляризациии описывается четырьмя вкладами: когерентные - ядерный и магнитный,и некогерентные (или диффузные) - ядерный и магнитный вклады. Когерентные компоненты дают интенсивность в брэгговские максимумы – вданном случае (Рис. 5.22 а, г) при Q = 0.024 нм−1 для Co ИОПС и Q= 0.027 нм−1 для N i ИОПС.
Положения всех наблюдаемых рефлексов вQ - пространстве соответствует ГЦК структуре с постоянными решетокa = 640 ± 10 нм для ИОПС на основе кобальта (Рис. 5.18 а) и a = 570 ± 10нм для ИОПС на основе никеля (Рис. 5.18 б). Некогерентные компонентыдают вклад в интенсивность рассеяния в обасти очень малых углов приQ ≤ 0.018 нм−1 .Составляющая рассеяния, зависящая от магнитного поля, IH (Q)представлена на рисунке 5.22 б, д. Как следует из уравнения 1.2.13, максимальный вклад от когерентного магнитного рассеяния должен наблюдаться при H равном полю насыщения и описывается системой магнитных252aг2E4I, абс.ед.I, абс.ед.6,0E34,0E31E42,0E30,00,010,020,03-1Q, нм0,0400,010,050,020,03Q, нм-10,040,055,0E34,0E3бIH, абс.ед.2,0E3IH, абс.ед.д0,00,0-5,0E3-2,0E3-1,0E40,010,020,03Q, нм-10,04в2E31E300,010,020,03Q, нм-10,040,05е3E3I, абс.ед.I, абс.ед.3E30,010,052E31E300,020,03Q, нм-10,040,050,010,020,03Q, нм-10,040,05Рис.
5.22. Зависимости интенсивности от переданного импульса (а,г) полного (ядерного и магнитного) сечения нейтронного рассеяния; (б,д) сечения,зависящего от магнитного поля, IH (Q); (в,е) интерференционного рассеяния ∆I(Q) при H = 200 мТ для ИОПС на основе кобальта (а,б,в) и ИОПСна основе никеля (г,д,е) для α = 90o .рефлексов с позициями, соответствующими максимумам сечения ядерногорассеяния, то есть суммой гауссианов для каждого брэгговского рефлекса, позиции которых определены ГЦК структурой. Максимальный вклад253некогерентного (диффузного) магнитного рассеяния будет наблюдаться отдоменной магнитной структуры, которая для образцов ферромагнитныхИОПС характерна при H равном коэрцитивному полю.
Величина диффузного вклада в магнитное рассеяние описывается квадрированным лоренцемI(Q) = AD /(Q2 + κ 2 )2 , κ - обратный корреляционный радиус. На рисунках5.22 б,д красной линией показан результат аппроксимации экспериментальных данных, а полученные параметры в зависимости от внешнего магнитного поля показаны на рисунках 5.23 б,д,в,е и 5.24 б,д,и,в,е,к для Ni ИОПСи Co ИОПС, соответственно. Следует отметить, что обратный корреляционный радиус κ оказался независимым от магнитного поля и равным 0.004нм−1 для Ni ИОПС и 0.016 нм−1 для Co ИОПС.Очевидно, что определяя магнитную составляющую интенсивностирассеяния как разницу рассеяния от образца в двух принципиально различны состояниях: IH (Q) = I(Q, H) − I(Q, HC ), мы также вычитаем и вкладядерного рассеяния, так как последний не зависит от изменения величинывнешнего магнитного поля. Таким образом, интенсивности дифракционного максимума и малоуглового фона на Рис.
5.22 б,г имеют чисто магнитнуюприроду. На рисунках 5.23 в,е и 5.24 в,е,к представлены зависимости амплитуды диффузного вклада CD от величины магнитного поля для геометрий1 и 2. Как и следовало ожидать, амплитуда члена, описывающего рассеяниена доменах, максимальна при H = HC и убывает с ростом напряженностивнешнего магнитного поля, исчезая при различных величинах H, в зависимости от величины угла α.Полевые зависимости амплитуды когерентного вклада CM приведенына рисунках 5.23 б,д и 5.24 б,д,и. Для геометрии 2 интенсивность магнит-254ных рефлексов 22̄0 и 2̄20 (Рис. 5.21 б) должна быть равна нулю, посколькудля них m k Q и, следовательно, m⊥Q = 0, что и наблюдается в эксперименте.
Для дальнейшей интерпретации результатов, полученных для CoИОПС, интенсивность дифракционных максимумов 2̄20 и 22̄0 в геометрии2 использовалась для нормировки амплитуды магнитного CM и интерференционного CIN T вкладов на ядерную составляющую CN . К сожалению,для Ni ИОПС нормировка на величину ядерной составляющей интенсивности рассеяния совершенно бессмысленна, так как величина магнитноговклада для кобальта в 2 раза выше величины ядерного, в то время как дляникеля - в 6.5 раз меньше, как уже было отмечено выше. Поэтому такаянормировка приведет к уменьшению величин CM и CIN T для Ni ИОПС,что еще больше затруднит интерпретацию результатов.Отметим, что магнитные рефлексы 022̄, 202̄, 02̄2 и 2̄02 эквивалентны по отношению к направлению внешнего магнитного поля, так как уголмежду полем H и вектором Q для них составляет α = 60o .
Следовательно,их интенсивность можно усреднить для улучшения статистики. Аналогично для геометрии 1 (Рис. 5.21 а) - интенсивности рефлексов 202̄ и 2̄02 суглом α = 90o и 4 эквивалентных рефлексов 022̄, 22̄0, 02̄2 и 2̄20 с угломα = 30o усреднялись для одинаковых значений α.Импульсные зависимости интерференционного вклада в рассеяние∆I(Q) при Q k 202̄ и H = 200 мТ показаны на Рис. 5.22 в,е для CoИОПС и Ni ИОПС, соответственно. Наличие максимумов интерференционного рассеяния при Q, точно совпадающих с дифракционными максимумами от ядерной структуры, свидетельствует о том, что магнитная иядерная структуры совпадают. Качественно полевые зависимости ампли-2550,30,20,20,10,1HcCINTCINT0,30,00,0-0,1Hаcг-0,1-0,2-0,204080120160040H ( mT)80120160H (mT)3030CМ20CM20Hc1010бд0004080120160040H (mT)54433ADAD5Hc280H, mT1201602в1е1Hc0004080H (mT)12016004080120160H (mT)Рис.
5.23. Полевые зависимости амплитуд интерференционного (а,г), магнитного (б,д) и диффузного (в,е) вкладов в сечение нейтронного рассеяниядля ИОПС на основе никеля при α = 90o (рефлекс 202̄, геометрия 1 (Рис.5.21 а)) – панели (а-в) и α = 60o (рефлекс 022̄, геометрия 2 (Рис. 5.21 б)) –панели (г-е).туды интерференционного вклада для α = 90o , 60o и 30o мало отличаютсядруг от друга, как для Ni ИОПС (Рис. 5.23 а,г), так и для Co ИОПС (Рис.5.24 а,г,ж). Из рисунков видно, что CIN T имеет тенденцию к насыщению256при H > 30 мТ и демонстрирует гистерезисное поведение с коэрцитивнойсилой Hc ≈ 17 ± 3 мТ, которая соответствует полностью размагниченному33322211100-1-2а050100150C INT /C MC INT /C Nобразцу.г-1-22000501503332211C M /C N42бд0050100H (mT)150020050100150020044332244A D *10в01е0050100H (mT)15020015020050100150200H (mT)51100иH, mT52500530H (mT)404-241A D *10200ж-1H, mTH (mT)C M /C N10001к0050100150200H, mT050100150200H (mT)Рис.
5.24. Полевые зависимости амплитуд интерференционного (а,г,ж),магнитного (б,д,и) и диффузного (в,е,к) вкладов в сечение нейтронногорассеяния для ИОПС на основе кобальта при α = 90o – панели (а-в) (геометрия 1 (Рис. 5.21 а)), α = 30o (геометрия 1 (Рис. 5.21 а)) – панели (г-е) иα = 60o (геометрия 2 (Рис. 5.21 б)) – панели (ж-к).Как следует из уравнения 1.2.16, интерференционный вклад пропорционален проекции средней намагниченности на направление внешнего257магнитного поля (mH), то есть кривые полевых зависимостей амплитудыинтерференционного вклада должны быть идентичны кривым перемагничивания, измеренным на SQUID магнитометре.
Однако очевидна и разница между полевыми зависимостями интерференционного вклада и кривой перемагничивания. Последняя является величиной намагниченности,просуммированной по всему Q пространству, в то время как малоугловаядифракция поляризованных нейтронов позволяет определить конкретнуювеличину намагниченности в конкретной точке Q пространства.Для полностью намагниченного образца ИОПС на основе кобальта(H = 200 мТ) отношение CM / CN не может превышать (pCo / bCo )2 = 3.53, аотношение CIN T / CN не может быть больше, чем 2P0 (pCo / bCo ) = 3.76P0 ≈3.57. При этом, для однородно намагниченного образца должно выполняться соотношение интенсивностей как для чистого магнитного ( CCMN sin2 α), таки для интерференционного ( CCINNT sin2 α) вкладов: I(α = 90o ) : I(α = 60o ) :I(α = 30o ) : I(α = 0o ) = 1 : 0.75 : 0.25 : 0. Количественное сравнениеэкспериментальных зависимостей CIN T (H) друг с другом для α = 90o , 60oи 30o , определяющих величину суммарной намагниченности в плоскостях(202), (220) и (022) (Рис.
5.20) спроектированной на направление внешнегомагнитного поля, говорит о том, что плоскости 202, 220 и 022 намагничены неоднородно. Действительно, теоретическая оценка интерференционного вклада при α = 90o (усредненная интенсивность интерференционноговклада в брэгговские рефлекы 202̄ и 2̄02 геометрия 1, Рис. 5.21 а), приα = 60o (усредненная интенсивность интерференционного вклада в брэгговские рефлексы 022̄, 202̄, 02̄2 и 2̄02 геометрия 2, Рис. 5.21 б) и α = 30o(усредненная интенсивность интерференционного вклада в брэгговские ре-258флексы 022̄, 22̄0, 02̄2 и 2̄20 геометрия 1, Рис.
5.21 а) дает значения 3.57, 2.75и 0.88, соответственно, для случая однородного намагничивания. Однако вэксперименте CIN T / CN для полностью намагниченного образца ИОПС наоснове кобальта равны 2.7, 2.9, 1.7 при α = 90o , 60o и 30o , соответственно(Рис. 5.24 а,ж,г).Полевые зависимости амплитуды когерентного вклада CM / CN , нормирванной на амплитуду ядерного вклада, для ИОПС на основе кобальта имеют гистерезисное поведение с хорошо выраженным минимумомпри H = HC , определяющим размагниченное состояния образца (Рис.5.24 б,д,и).
Наличие гистерезисного поведения и положение минимума зависимостей CM / CN хорошо коррелируют с гистерезисом и позицией минимума на полевых зависимостях диффузного вклада AD (Рис. 5.24 в,е,к),что подтверждает предложенную нами выше модель доменной магнитной структуры, которая для образцов ферромагнитных ИОПС характернавблизи коэрцитивного поля. Действительно, максимум диффузного рассеяния соответствует появлению магнитных доменов, в то время как минимуммагнитного дифракционного пика соответствует распаду когерентной магнитной структуры.
Эти два процесса, очевидно, должно быть хорошо скоррелированы. Более того, так как магнитная структура разрушается приHC , соответственно в этих значениях полей нет и интерференции междумагнитной и ядерной структурами, то есть CIN T / CN = 0. Таким образом,магнитное поведение трех параметров CIN T , CM и AD является самосогласованным (Рис. 5.23, 5.24).Сложное поведение интенсивностей рассеяния для рефлексов различных типов в зависимости от поля связано с необычным распределением259плотности магнитной индукции в ферромагнитных ИОПС, определяемойсложной геометрической формой единичного базового элемента даннойструктуры (Рис.
![](https://s.studizba.com/z.php?f=/templates/si/i/noavatar.png&w=100&h=100&t=1"){kind=avatar}
