Диссертация (1149509), страница 9

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

Текст из файла (страница 9)

3.3). Итоговое выражение для функции, описывающейдополнительное к брэгговскому рассеяние может быть записано в виде( )где() ((()))— ширина размытия разрыва, и равна разности значенийпереданного импульса, при которых функция, описывающая дополнительноерассеяние, принимает значения в 25% от максимального, (()Посколькувеличиныинтегральнойамплитуда (гдеинтеграл ∫( )интенсивностирасходится,) и в 75% отдляполучениядополнительногорассеяния,) нормировалась на величину ∫( )при ()равен 0.3 нм-1, что соответствует максимальному значениюпереданногоимпульса,достижимомувэксперименте.Примераппроксимации профиля функции рассеяния для температуры T = 130 Кпоказан на Рис. 3.4.Температурные зависимости интегральной интенсивности функцииГаусса I(G),интегральнойинтенсивностифункцииЛоренцаI(L)иинтенсивности дополнительного рассеяния I(ab) в диапазоне T < 150 Kпредставлены на Рис.

3.5. Интегральная интенсивность функции Гауссапостоянна в температурном диапазоне ниже 70 К. В то же время,интегральная интенсивность функции Лоренца много меньше интенсивностифункции Гаусса, но плавно растет с температурой, что свидетельствует орастущей с температурой объѐмной доле геликоидальных флуктуаций.Дальнейшее увеличение температуры при T > 70 К, приводит к тому, чтоинтегральная интенсивность функции Гаусса падает и обращается в ноль притемпературе TN = 130 К. При более высоких температурах брэгговскийрефлекс описывается функцией Лоренца. Таким образом, можно утверждать,что температурой перехода из устойчивой геликоидальной фазы в 100%флуктуирующую геликоидальную фазу является температура TN = 130 К(Рис.

3.5). Из Рис. 3.5 также хорошо видно, что интегральные интенсивности55функции Лоренца I(L) и дополнительного рассеяния I(ab) равны друг другу втемпературном диапазоне 0 K < T < 130 K и описываются экспоненциальнымзаконом. Для большей наглядности, интенсивности I(L) и I(ab) построены наРис. 3.6 в логарифмическом масштабе в зависимости от температуры.Равенство этих интенсивностей между собой, а также экспоненциальныйрост этих интенсивностей с температурой, свидетельствуют о том, что обаэтих вклада в рассеяние обусловлены одним и тем же динамическимпроцессом.

Таким образом, можно утверждать, что дополнительное кбрэгговскому рефлексу рассеяние, I(ab), вызвано нестабильностью спиновойструктуры соединения, или наличием в системе геликоидальных флуктуаций,и является результатом неупругого рассеяния нейтронов на магнитныхвозбуждениях системы.Рис. 3.4. Пример аппроксимации профиля магнитного рассеяния нейтронов притемпературе T = 130 К с помощью суммы функции псевдо-Войта для описания рефлексаприQ = ksисвѐрткифункцийХэвисайдааномального рассеяния при Q < ks.56иЛоренцадляописанияРис. 3.5. Температурная зависимость интегральной интенсивности вклада в брэгговскийрефлекс функции Гаусса I(G) и функции Лоренца I(L), а также интенсивностидополнительного рассеяния I(ab).Рис. 3.6.

Температурная зависимость интегральной интенсивности вклада в брэгговскийрефлекс функции Лоренца I(L) и интенсивности дополнительного рассеяния I(ab) в log-linмасштабе.57При температурах Th < T < TSRF = 170 К профиль нейтронного рассеянияпредставляет собой сумму двух различных вкладов в рассеяние: вклад отвысокотемпературной фазы ферромагнитных корреляций и вклад отгеликоидальных флуктуаций, наблюдаемых при более низких температурах.Вклады в профиль интенсивности рассеяния нейтронов не могут бытьразрешены в этом температурном диапазоне, однако, профиль рассеяниянейтронов хорошо описывается одиночной функцией Гаусса с тремясвободными параметрами: позицией центра ks, ПШПВ κ, и интегральнойинтенсивностью I(FN).При высоких температурах, T > TSRF = 170 К функция нейтронногорассеяния описывается одиночной функцией Гаусса с центром при Q = 0(Рис.

3.3). Наглядно профиль рассеяния при высоких температурах построенна Рис. 3.7 как зависимость логарифма интенсивности рассеяния ln(I) отквадратапереданногоQ2.импульса,КакпоказанонаРис. 3.7,экспериментальные точки ложатся на прямые линии при всех температурахвыше TSRF = 170 K. Этот профиль интенсивности магнитного рассеянияописывается законом Гинье:I(Q) = I0exp(–Q2Rg2/3),где Rg — радиус гирации рассеивающего объекта. Этот факт являетсянеобычным для магнитных корреляций при температурах выше температурыупорядочения,посколькупрофиль,описываемыйфункциейГаусса,соответствует рассеянию нейтронов на резкой границе, разделяющейразличные фазы.

В данном случае, можно сделать вывод, что рассеивающиепри высоких температурах объекты — это спиновые корреляции, имеющиеферромагнитную природу, поскольку профиль рассеяния нейтронов привысоких температурах имеет центр при Q = 0. Радиус гирации этихкорреляций имеет величину порядка нескольких постоянных решѐтки(√ ⁄) Можно также предположить, что пространствомежду ферромагнитными нано-областями заполнено парамагнитной фазой.58Рис.

3.7. Зависимость логарифма интенсивности рассеяния нейтронов ln(I) от квадратамомента переданного импульса Q2. Аппроксимация функцией Гаусса представленасплошными линиями для каждой из температур.Экспериментальныезависимостиинтегральныхинтенсивностейразличных вкладов в рассеяние от температуры представлены на Рис. 3.8.Четыре температурных диапазона, обозначенных на Рис.

3.8, соответствуютобластисосуществованиягеликоидальногоупорядоченногосостояния(серый,ифлуктуирующегоSH+FH),флуктуирующемугеликоидальному состоянию (желтый, FH), температурному диапазону, вкотором наблюдается смесь флуктуирующего геликоидального состояния иферромагнитных нано-областей (IM, зеленый) и области существованияферромагнитных нано-областей (синий, FN). Температурные зависимостизначений волнового вектора магнитной спирали ks и величины ПШПВбрэгговскогорефлексаифункцииГаусса,описывающейрассеяниенейтронов при высоких температурах, T > TSRF, κ, представлены на Рис. 3.9.Интегральные интенсивности функции Гаусса I(G), функции Лоренца I(L) иинтенсивности дополнительного рассеяния I(ab), представленные на Рис. 3.8уже обсуждались ранее. Интегральная интенсивность функции Гаусса,59описывающей профиль функции рассеяния при высоких температурах I(FN),плавно уменьшается с ростом температуры выше TSRF = 170 ± 2 К (Рис.

3.8).ПШПВ этой функции Гаусса κ растет с температурой (Рис. 3.9). Величинапозволяет оценить размер магнитных неоднородностей, который оказываетсяравен√ ⁄нм.Рис. 3.8. Температурная зависимость интегральной интенсивности брэгговскогорефлекса I(SH + FH), дополнительного рассеяния I(ab), интенсивности вклада вбрэгговский рефлекс функции Гаусса I(SH) и функции Гаусса, описывающей рассеяние привысоких температурах I(FN).Притемпературеks = 2.2 ± 0.05 нм–1T = 10 К(Рис. 3.9).Этовеличинаозначает,волновогочтосформирована из спиновых спиралей с периодомвекторамагнитная⁄равнасистеманм. Ширинабрэгговского рефлекса определяется функцией разрешения установки, онаостается постоянной с ростом температуры до 130 К и равнанм–1.Положение брэгговского рефлекса при значении переданного импульсаQ = ks медленно падает с ростом температуры при T < 150 К, а ПШПВ60брэгговскогорефлексаначинаетувеличиватьсявдиапазоне130 K < T < 150 К (Рис.

3.9). При дальнейшем увеличении температуры,величина волнового вектора магнитной спирали резко обращается в ноль втемпературном диапазоне 150—175 К.Рис. 3.9. Температурная зависимость позиции и ширины брэгговского рефлекса, позициифункции Гаусса (k), описывающей рассеяние при высоких температурах, и еѐширины (  ). Заштрихованная область соответствует разрешению установки.Основные выводы о сложном характере фазового перехода изгеликоидальногомагнитногосостоянияпредставлены в параграфе 3.4.61впарамагнитноесостояние3.3. Рассеяние нейтронов на спиновых волнах в геликоидальныхмагнетиках.Особое внимание следует уделить природе аномального рассеяния,обнаруженного при значениях переданного импульса Q < ks.

Как видно изРис. 3.5 и Рис 3.6, изменение профиля брэгговского рефлекса из функцииГауссавфункциюЛоренцапроисходитодновременносростоминтенсивности дополнительного аномального рассеяния. Интенсивностьэтого рассеяния растѐт с температурой и сравнивается с интенсивностьюбрэгговского рефлекса, то есть интенсивностью рассеяния нейтронов надлиннопериодной геликоидальной структуре, при температуре TN = 130 ± 2 К(Рис. 3.8).

Таким образом, аномальное рассеяние связано с процессом,который возбуждается температурой, что позволяет сделать предположениео неупругой природе этого рассеяния, в частности о связи этого рассеяния сэлементарными возбуждениями магнитной структуры соединения MnGe.Дляописанияаномальногорассеяния,воспользуемсяметодом,описанным в параграфе 2.4. Дисперсионная кривая магнитных возбужденийв геликоидальных магнетиках описывается Ур. 1.1 в направлении вдольвектора распространения спиновой спирали и квадратичным законом внаправлении перпендикулярном волновому вектору магнитной структуры[75, 76].Используя Ур.

2.5 для сечения неупругого рассеяния нейтронов,рассмотрим вопрос о δ-функции:[ ()(Рассмотрим сперва случай)]то есть[75, 76]. Тогдавыражение для дисперсии симметрично относительно qm = 0, то естьНайдем теперь корни уравнения ω = εq. В малоугловом пределеqx = kx и qy = ky — это упругие компоненты переданного импульса qm.62Тогда, из законов сохранения энергии и импульса, следует, чтоqm/|qm| = (qxex + qyey + qzez)/|qm|,1 2 ki k   2   k  2 E  .2m nТакимобразом,(( ⁄еслитоПосле) )естьполучимподстановокуравнениеω = εqзаписывается в следующем виде:(( ⁄) )Решая его, находим: 2 E  0  0 2   2  ,12(3.1)где 0 = E/Ak2 = (2Amn)-1Хорошо видно, что рассеяние сконцентрировано в области малых угловот –0 до +0.

Это значение угла рассеяния называется углом отсечки дляферромагнетика [34, 101, 104—106].Рассмотрим теперь рассеяние нейтронов на магнитных возбуждениях сволновым вектором сонаправленным с вектором распространения магнитнойспирали‖Вэтомслучаедисперсионнаязависимостьтакжесимметрична относительно qm = 0 и описывается Ур.

Характеристики

Список файлов диссертации