Диссертация (1149607), страница 14
Текст из файла (страница 14)
На рис. 4.5 приведены экспериментальные и расчетные картины малоуглового рассеяния нейтронов на ИО, выполненныхиз кобальта, в состоянии насыщения. В этом случае интенсивность магнитного рассеяния полностью определяется геометрическими свойствамиструктуры. Можно видеть, что рассчитанная картина (рис. 4.5(б)), кото̃︁⊥ (q)|2 соответствуюрая представляют собой сечения распределения |Mщей плоскостью в обратном пространстве, и экспериментальные данные(рис. 4.5(а)) в целом схожи между собой.
В частности, на вычисленныхкартах присутствуют брэгговские максимумы семейства <202>. Однако нарасчетных и измеренных картах есть и некоторые различия. Так максимуминтенсивности в центре экспериментальных карт обусловлен не структурой образца, но прямым пучком (поглотитель прямого пучка не устанавливался). Также на рис.
4.5(а) можно видеть гексагонально-упорядоченныеслабые максимумы в области ≈ 10 мкм−1 . Они представляют собой сечения брэгговских стержней, возникающих в результате наличия дефектовупаковки в образцах [246, 247]. Напротив малоинтенсивные пики междубрэгговскими максимумами на рис. 4.5(б) не наблюдались в эксперименте.По-видимому, они подавляются из-за малой величины структурного фактора между брэгговскими рефлексами.Зависимость интенсивности брэгговских максимумов <202> от величины внешнего поля представлена на рис. 4.6(а).
Соответствующее изменениевеличины магнитного форм-фактора в аналогичных точках -пространствапоказано на рис. 4.6(б). Экспериментальные и расчетные данные усреднялись по всем шести максимумам <202>. Сопоставляя характерные точкиизмеренных и рассчитанных кривых, можно определить магнитное состояние образца. На вставке на рис. 4.6(б) показана схема распределения магнитных моментов перемычек в примитивной ячейке ИО для некоторыххарактерных состояний. В больших полях правило спинового льда нару-88Рис. 4.5: Экспериментальная карта интенсивности SANS, полученная приприложении магнитного поля вдоль направления [111] (а), и соответствующее вычисленное значение магнитного форм-фактора (б) в состоянии насыщения.шается (состояние C на рис.
4.6(а, б)). Конфигурации 2-in-2-out восстанавливаются в квазитетраэдрах в полях меньших 300 мТл (состояние Bна рис. 4.6). Рассчитанная и экспериментальная интенсивности малы приотсутствии поля (состояние А на рис. 4.6). Аналогичные результаты былиполучены и для соответствующих кривых гистерезиса (рис. 4.1(б)). В области полей, соответствующей нарушению правила льда, экспериментальныеданные наиболее сильно расходятся с расчетными. Данное обстоятельствоможет указывать на «сопротивление», которое система оказывает внешнему полю, стремящемуся нарушить правило льда.4.2.2. Приложение внешнего магнитного поля вдольнаправления [121]Направление [121] составляют угол равный 62o с двумя перемычками квазитетраэдра, третья перемычка расположена под углом 19.5o к данномунаправлению и четвертый контакт перпендикулярен ему.
Магнитное поле,приложенное вдоль данной оси, вызывает появление перпендикулярной полю компоненты намагниченности в системе (см. раздел 3.3).89Рис. 4.6: Зависимость интенсивности малоуглового рассеяния нейтронов(а) и значения вычисленного магнитного форм-фактора (б) от величинывнешнего магнитного поля в точках расположения Брэгговских максимумов <202>.
Поле приложено вдоль направления [111]. На вставке (а) приведена экспериментальная зависимость интенсивности в более широкомдиапазоне значений внешнего поля. На вставке (б) показаны вычисленные схемы распределения магнитных моментов в перемычках примитивной ячейки для некоторых характерных состояний. Черные треугольникиуказывает на магнитные моменты, изменившие свое направление.90В данной геометрии все брэгговские максимумы семейства <202> могут быть разделены на две группы: максимумы q202̄ и q2̄02 , расположенныеперпендикулярно направлению магнитного поля, и рефлексы q022̄ , q02̄2 ,q22̄0 , q2̄20 , составляющие угол (равный 30o или 150o ) с направлением[121] (рис.
4.7(а)). Интенсивность данных групп рефлексов ведет себя различным образом во внешнем магнитном поле, приложенном вдоль [121].Следует отметить, что интенсивность брэгговских максимумов q022̄ , q02̄2 ,q22̄0 , q2̄20 должна быть одинакова в состоянии насыщения (рис. 4.7(б)).Однако на экспериментальных картах рассеяния интенсивность рефлексов несколько различается (рис. 4.7(а)), что связано с не совсем точнымпозиционированием образца в нейтронном пучке.Интенсивность рефлекса q022̄ принимает максимальное значение в поле равном 300 мТл (рис.
4.8(а)). Аналогичный максимум наблюдается идля вычисленной зависимости (рис. 4.8(в)). Он связан с наибольшем значением перпендикулярной полю компоненты намагниченности (состояниеС) [11]. Дальнейшее увеличения магнитного поля приводит к уменьшениюданной компоненты из-за поворота магнитных моментов в перемычках по̃︁⊥ (q)|2 при этом также сокращается. Можно видеть, чтополю. Величина |Mэкспериментально измеренная интенсивность рефлексов ведет себя аналогичным образом при возрастании поля (рис. 4.8(а)).В случае уменьшения величины внешнего магнитного поля магнитныемоменты в перемычках, расположенных вдоль направления [111], начинают перемагничиваться для минимизации энергии размагничивающего поляобразца.
В результате перпендикулярная полю компонента намагниченности также убывает. Наиболее существенное сокращение данной компоненты происходит при уменьшении поля до 60 мТл (состояние D). Убывающая ветвь петли гистерезиса имеют излом при данном значении поля(рис. 4.8(в)). Аналогичный, но меньший излом присутствует и на экспериментальной кривой в поле равном 40 мТл (рис. 4.8(а)). Минимальноезначение интенсивности соответствует полностью размагниченному состоянию (состояние A).Магнитные моменты в перемычках, расположенных под минимальнымуглом к направлению магнитного поля (отмечены красным на рис. 4.8),91Рис.
4.7: Экспериментальная карта интенсивности SANS, полученная приприложении магнитного поля вдоль направления [121] (обозначено стрелкой) (а), и соответствующее вычисленное значение магнитного формфактора (б) в состоянии насыщения.перемагничиваются при меньших значениях поля, чем моменты в перпендикулярных полю перемычках (состояние B). Диапазон полей, в которомпроисходит перемагничивание данных (отмеченных красным цветом) перемычек, совпадает с областью гистерезиса на рис.
4.8(г). Рефлексы q202̄ иq2̄02 более чувствительны к расположению магнитных моментов в данныхконтактах, чем максимумы группы q022̄ . Область гистерезиса на рис. 4.8(б)также значительно меньше, чем на рис. 4.8(а).Таким образом, процесс перемагничивания ИО в данной геометрии начинается с переворотов магнитных моментов в перемычках перпендикулярных полю. Данные перевороты сопровождаются перемагничиваниеммагнитных моментов в перемычках, составляющих угол 62o с направлением поля. После этого происходит перемагничивание контактов, находящихся под минимальным углом к направлению магнитного поля равным19.5o . Данная модель подтверждается количественным согласием экспериментальных и вычисленных кривых.92Рис. 4.8: Зависимость интенсивности малоуглового рассеяния нейтроновдля брэгговских максимумов q022̄ (а) и q202̄ (б) и соответствующих вычисленных значений магнитного форм-фактора (в, г) от величины внешнегомагнитного поля.
Поле приложено вдоль направления [121]. На вставках(а, б) приведены экспериментальные зависимости интенсивности в болеешироком диапазоне значений внешнего поля. На вставках (в, г) показаны вычисленные схемы распределения магнитных моментов в перемычкахпримитивной ячейки для некоторых характерных состояний. Черные треугольники указывает на магнитные моменты, изменившие свое направление.934.2.3. Приложение внешнего магнитного поля вдольнаправления [100]При приложении поля вдоль направления [100] все перемычки в квазитетраэдрах составляет одинаковый угол с полем равный 54.7o .
В даннойгеометрии образец располагался не перпендикулярно пучку нейтронов. Врезультате нейтроны преломлялись на ИО, что привело к уширению прямого пучка на карте рассеяния и различной интенсивности вертикальныхи горизонтальных рефлексов (рис. 4.9(а)). Кроме того, изменилось и наблюдаемое сечение обратного пространства.Как было отмечено выше в данном случае даже при больших значенияхвеличины внешнего магнитного поля правило льда не нарушается.
В результате направления магнитных моментов в перемычках (состояние C) неизменяются вплоть до уменьшения поля до 40 мТл (рис. 4.10(б)). При дальнейшем уменьшении значения магнитного поля часть магнитных моментовв перемычках перемагничивается (состояние D). Затем после прохожденияполностью размагниченного состояния (состояние A) система вновь намагничивается в противоположном направлении.Следует отметить, что несмотря на неизменность конфигурации магнитных моментов в перемычках, величина вычисленного магнитногоформ-фактора значительно падает при уменьшении поля до 40 мТл((рис.
4.10(б)). Было установлено, что уменьшение значения магнитногоформ-фактора при сохранении магнитного состояния квазитетраэдров связано с эволюцией магнитного вихря в квазикубе (рис. 4.11). Изменение состояния вихря определяет вариацию магнитного форм-фактора при уменьшении поля до 40 мТл и при увеличении свыше 120 мТл. Кроме того, эволюция вихря во внешнем поля становится обратимой только в полях больших180 мТл ((рис. 4.10(б)). На основании данного анализа, можно предположить, что в исследованном образце ИО магнитные моменты во всех перемычках переходят в стабильное состояние уже в поле, составляющем 100мТл. Дополнительная петля гистерезиса, наблюдаемая в интервале полейот 100 до 250 мТл связана с эволюцией вихря в квазикубе.Аналогичные эффекты наблюдались и в других геометриях. Однако94Рис.
4.9: Экспериментальная карта интенсивности SANS, полученная приприложении магнитного поля вдоль направления [100] (а), и соответствующее вычисленное значение магнитного форм-фактора (б) в состоянии насыщения.в случае приложения поля вдоль направления [100] изменение магнитного форм-фактора, связанное с эволюцией вихря в квазикубе, проявляетсянаиболее ярко вследствие кооперации правила спинового льда и внешнего поля. Таким образом, ИО имеют дополнительные степени свободы посравнению с атомными спиновыми льдами.Интересно отметить, что экспериментально определенные поля схождения ветвей петель гистерезиса составили 100 мТл, 350 мТл и 700 мТл приприложении поля соответственно вдоль направлений [100], [121] и [111].Соответствующие вычисленные значения образовали такую же иерархию:180 мТл (поле вдоль [100]), 300 мТл (поле вдоль [121]) и 600 мТл (поле вдоль [111]). Данная иерархия полей пересечения ветвей кривых гистерезиса объясняется "кооперацией" , "независимостью" и "конкуренцией"правила спинового льда и внешнего поля при подаче последнего вдоль направлений [100], [121] и [111] соответственно.95Рис.
4.10: Зависимость интенсивности малоуглового рассеяния нейтронов(а) и значения вычисленного магнитного форм-фактора (б) от величинывнешнего магнитного поля в точке расположения брэгговского максимумаq202̄ . Поле приложено вдоль направления [100]. На вставке (а) приведена экспериментальная зависимость интенсивности в более широком диапазоне значений внешнего поля. На вставке (б) показаны вычисленные схемыраспределения магнитных моментов в перемычках примитивной ячейкидля некоторых характерных состояний. Черные треугольники указываетна магнитные моменты, изменившие свое направление.Рис.
![](https://s.studizba.com/z.php?f=/templates/si/i/noavatar.png&w=100&h=100&t=1"){kind=avatar}
