Способы разделения ядерного и магнитного рассеяния нейтронов

    В тех случаях, когда атомные и магнитные элементарные ячейки совпадают, возникает проблема разделения ядерного и магнитного рассеяния нейтронов. Рассмотрим некоторые способы решения этой задачи.

1) Расчет ядерного рассеяния

Самый простой случай – ферромагнитный кристалл с известной кристаллической структурой. В начале, проводится расчет ядерного рассеяния, которое вычитается из интенсивности рефлексов. Разность приписывается магнитному рассеянию. Недостаток способа – нужно заранее знать кристаллическую структуру в магнитоупорядоченной области.

2) Измерения при различных температурах

Ядерный вклад в рассеяние рефлекса можно измерить при температуре выше температуры магнитного упорядочения. Затем этот вклад вычитается из общей интенсивности рефлекса. Недостаток способа – предполагается, что кристаллическая структура в парамагнитном состоянии такая же как и магнитоупорядоченном состоянии.

3) Измерения в области больших углов рассеяния

Из-за форм-фактора интенсивность магнитного рассеяния нейтронов уменьшается с увеличением угла рассеяния. Следовательно, рефлексы, измеряемые в области больших углов рассеяния, обусловлены, в основном, ядерным рассеянием. Если в этой области определить кристаллическую структуру образцу и масштабный множитель, то это позволит определить магнитные вклады в интенсивности рефлексов.

4)  Приложение внешнего магнитного поля

Прикладывая к ферромагнитному образцу внешнее магнитное поле достаточной величины, можно сориентировать магнитные моменты вдоль вектора рассеяния, тогда вектор магнитного рассеяния будет равен нулю. В этом случае магнитное рассеяние будет подавлено. Напротив, если поле ориентирует магнитные моменты в плоскости рассеяния, то интенсивность магнитного рассеяния будет максимальной. В таком случае, разностная нейтронограмма будет представлять лишь магнитное рассеяние.

5) Поляризованные нейтроны

Используя поляризованные нейтроны можно измерить поляризационное отношение:

       R_(hkl) = I₊/I_-=  {(1+ g)/(1-g)}²,                                       (3.19)

где, I₊ и I_- aинтенсивности рефлексов с поляризацией параллельной M и антипаралельной M,g = F_mag/F_nucl. Если известна структурная амплитуда F_nucl, то измеряя g мы можем определить амплитуду магнитного рассеяния нейтронов F_mag.

Разнообразие магнитных структур

Магнитные свойства материалов могут быть классифицированы на следующие основные группы: диамагнетизм, парамагнетизм, ферромагнетизм, антиферромагнетизм и ферримагнетизм. Рассмотрим основные типы дальнего магнитного порядка. Под дальним магнитным порядком будем понимать регулярное устройство магнитных моментов атомов. Размер элементарной ячейки магнитной структуры может отличаться от размера элементарной кристаллической ячейки. Корреляционный радиус магнитной структуры может составлять сотни межатомных расстояний.

Diamagnetism

Диамагнитные материалы имеют небольшую отрицательную восприимчивость (т.е. их магнитная проницаемость несколько меньше единицы). Атомы, входящие в состав диамагнитного материала не имеют спонтанного магнитного момента.

Paramagnetism

Парамагнитные материалы имеют сравнительно небольшую положительную восприимчивость (т.е. их проницаемость больше единицы). Атомы парамагнитных материалов имеют локальные магнитные моменты, но они не упорядочены из-за действия теплового разупорядочения.    

                  Упорядочение в четырех основных типах магнитных структурах.                                                                        

Ferromagnetism

Ферромагнетик характеризуется спонтанной намагниченностью, спины упорядочены параллельно ниже температуры Кюри T_C. Ферромагнетизм возникает благодаря положительному обменному взаимодействию между магнитными моментами. В идеальном ферромагнетике атомы, занимающие эквивалентные позиции, имеют одинаковые магнитные моменты. В идеальном ферромагнетике переход в магнитоупорядоченное состояние происходит как фазовый переход второго рода. Вот два примера ферромагнитных материала.

Antiferromagnetism

В антиферромагнетиках спины ориентированы антипараллельно из-за отрицательного обменного взаимодействия. Необязательно, чтобы соседние спины были антипараллельны. Главной характеристикой антиферромагнитной спиновой решетки является то, что она может быть расщеплена на две ферромагнитные подрешетки равной намагниченности (M_A(T) = -M_b(T)) и их направления ориентированы противоположно вдоль направления легкой намагничевания. Существует температура Неля T_N, ниже которой магнитные моменты образуют дальний порядок. Общая намагниченность антиферромагнетика равна нулю.

Frustrated magnets

Магнитная фрустрация означает, что магнитный ион получает противоположную информацию об ориентации магнитного момента от своих ближайших соседей. Рассмотрим треугольное упорядочение спинов равной величины. Пусть имеет место только антиферромагнитный обмен. Если два спина ориентированы антипараллельно, то третий спин будет фрустрированным. Такая ситуация называется геометрически фрустрированной системой. Другим случаем фрустрированной решетки является, например, решетка Кагоме.

Ferrimagnetism

Ферримагнетизм можно рассматривать, как специальный случай антиферромагнтизма. Ферримагнетик имеет две ферромагнитные подрешетки, которые связаны антиферромагнитно. Различие состоит в том, что в ферримагнетике подрешетки не одинаковы, они имеют или разные атомы, или разное число атомов или разные магнитные моменты. Поэтому, существует результирующая намагниченность, по крайней мере, при каких-то температурах. В некоторых случаях подрешетки могут иметь даже разные температуры магнитного упорядочения. Температура, при которой, происходит упорядочение, хотя бы в одной из подрешеток, называется температурой Нееля T_N.

     Рисунок показывает пример ферримагнетика CrPt₃. В элементарной магнитной ячейке содержится один атом Cr (m_Cr = 2.33 m_B) и три атома Pt (m_Pt = 0.27 m_B). Следовательно, общий магнитный момент, отнесенный к формульной единице равен 1.52m_B

Геликоидальные магнетики

Геликоидальный магнетизм – один из случаев неколлинеарных структур или периодических спиновых модулированных структур. Происхождение этих часто сложных магнитных структур связано с наличием конкурирующих взаимодействий, например РККИ-обмена и магнитной кристаллической анизотропии. Ограничим наше рассмотрение лишь основными типами геликоидальных магнетиков.

Helix structures.

Обычная геликоидальная спиновая структура может быть описана следующим образом. Спины поворачиваются на фиксированный угол j каждый раз при движении на одну позицию вдоль с-оси (см. Рис.) Ферромагнитная спираль – суперпозиция простой спирали и ферромагнетика.

Modulated structures.

Простым случаем модулированной структуры является синосоидально модулированная магнитная структура. Существует две возможности. Одна – модуляция движется вдоль оси перпендикулярной направлению спинов. Это поперечная спиновая волна. Второй случай, когда модуляция развивается вдоль направления легкой оси. Это продольная спиновая волна:

Superparamagnetism

Суперпарамагнетизм возникает, когда материал состоит из очень маленьких магнитных кристаллитов (1-10 nm). В этом случае (ниже температур Кюри или Нееля) тепловая энергия достаточна, чтобы изменить направление намагниченности во всем кристаллите. Результирующие флуктуации в направлении намагниченности приводят, в среднем, к нулевому магнитному полю. Поведение материала подобно поведению парамагнетика, но сейчас магнитное поле влияет на магнитный момент всего кристаллита. Ниже некоторой температуры – температуры блокировки – магнитные моменты кристаллитов упорядочиваются в магнитном поле.