Содержание к диссертации
Введение
Глава 2. Фазовая диаграмма гематита и поведение ромбоэдрических кристаллов в магнитном поле 8
2.1. Фазовые состояния гематита в магнитном поле и диаграммы фазовых переходов 9
2.2. Фазовая диаграмма высокотемпературной модификации гематита в магнитном поле 13
2.3. Фазовая диаграмма гематита ниже точки Морииа 23
2.3.1.Термодинамический потенциал и константы взаимодействия 23
2.3.2.Фазовая диаграмма (HyHzT) 28
2.3.3.Фазовая диаграмма (НхНгТ) 35
2.3.4.Фазовая диаграмма (НХНУТ) 37
2.3.5.3амечания по результатам расчетов 39
2.4. Фазовые переходы, индуцированные в ромбоэдрических кристаллах внешним магнитным полем 45
2.4.1 .Соединения с четырьмя магнитными подрешетками 47
2.4.2.Соединения с двумя магнитными подрешетками 52
2.4.3.Переход в парамагнитное состояние в магнитном поле, направленном вдоль ромбоэдрической оси кристалла 55
Глава 3. Разработка метода времени пролета в структурных исследованиях и использование его в измерениях с импульсным магнитным полем на ИБРе 60
3.1. Первые работы по использованию метода времени пролета в структурных исследованиях на импульсном источнике нейтронов 60
3.2. Методика дифракционных измерений с импульсным полем на ИБРе 64
3.3. Некоторые физические результаты, полученные на ИБРе 68
3.4. Анализ экспериментальных результатов 71
3.4.1.Отрицательный знак константы анизотропии d 71
3.4.2.Попытка связать аномальный пик с междоменным фазовым переходом 72
Глава 4. Развитие методов нейтронных исследований с импульсным полем 76
4.1. Временное и полевое разрешение при работе с импульсным полем 76
4.2. Некоторые методы изучения кинетики фазовой перестройки 79
4.2.1.Метод измерения дифракции нейтронов на стационарном реакторе 80
4.2.2.Метод измерения упругого рассеяния на импульсном реакторе 82
4.2.3.Метод временной фокусировки при измерении кинетики переходного процесса 83
4.2.4.Метод вращающегося монокристаллического образца 85
4.3. Линейная зависимость между интенсивностью рассеяния и структурным фактором для крупноблочных кристаллов 88
4.3.1. Первая область пропорциональности между IHF 91
4.3.2. Вторая область пропорциональности между IuF(Oo = 90) 94
4.3.3. Границы пропорциональной зависимости. Примеры 96
4.3.4.Случай монохроматического первичного пучка 100
4.3.5.3аключение 101
4.4. Дифракция нейтронов с использованием одиночных импульсов сверхсильного магнитного поля 103
4.5. Дифракция нейтронов на частицах новой фазы при фазовом переходе в монокристалле 110
4.6. Возможности использования импульсного магнитного поля при неупругом рассеянии нейтронов 115
Глава 5. Эксперименты на реакторе ИБР-30 по дифракционному рассеянию на зародышах нового фазового состояния 127
5.1. СНИМ-1 - Спектрометр для исследований с импульсным магнитным полем на реакторе ИБР-30 128
5.1.1. Общие характеристики установки 128
5.1.2. Криостат азотный 130
5.1.3. Магнитная установка 131
5.1.4. Импульсные магниты (ИБМ) 132
5.2. Результаты измерений 136
5.3. Анализ результатов 139
Литература 146
Глава 6. Более точная интерпретация результатов измерений, которые были приведены и анализировались в главах 3 и 5 147
Основные результаты и выводы 163
Список основных публикаций по теме диссертации 166
- Фазовая диаграмма высокотемпературной модификации гематита в магнитном поле
- Первые работы по использованию метода времени пролета в структурных исследованиях на импульсном источнике нейтронов
- Линейная зависимость между интенсивностью рассеяния и структурным фактором для крупноблочных кристаллов
- Дифракция нейтронов на частицах новой фазы при фазовом переходе в монокристалле
Введение к работе
Актуальность.
В диссертации представлены первые работы по разработке метода времени пролета нейтронов для структурных исследований. В последующие годы этот метод получил широкое распространение. Можно сказать, что создание существующих и проектируемых мощных источников нейтронов на основе протонных ускорителей (spallation sources) в значительной мере обязано развитию времяпролетной методики.
Что касается использования импульсного магнитного поля, то максимальное постоянное поле, доступное для исследований с помощью нейтронов, составляло в то время всего 45 кЭ. Область значений поля, 70 - 200 кЭ, характерная для ориентационных фазовых переходов, оставалась закрытой для исследований с помощью нейтронов. В отличие от классических магнитных методов исследований (таких как измерение намагниченности, восприимчивости и др.), дифракция нейтронов позволила однозначно определять магнитную структуру и ее изменение. Уже в наших первых исследованиях с импульсным полем на импульсном реакторе использовалось поле до 120 кЭ.
Нейтронные исследования кинетики быстрых переходных процессов, в частности, кинетики магнитных фазовых переходах первого рода, возможны только в импульсных полях. Во многих случаях для этого достаточны поля, не превышающие 100 кЭ. Даже использование импульсов синусоидальной формы позволило изучать гистерезисные процессы динамического характера в быстро изменяющемся поле.
Когда начинались наши измерения с импульсным полем на ИБРе (1968 г.), большой интерес вызывали исследования “слабого ферромагнетизма” в антиферромагнетиках. Была теория, объясняющая этот эффект, но известные экспериментальные данные не допускали однозначной интерпретации. Наши нейтронные измерения с импульсным полем на гематите были очень своевременны для однозначного подтверждения теории эффекта.
Многие результаты исследований, полученные нами на нейтронных спектрометрах с импульсным полем, были неожиданными и, по сути, послужили обнаружением новых эффектов. Сюда относится, прежде всего, “аномальное” увеличение нейтронного рассеяния в гематите в поле около 50 кЭ. В дальнейшем выяснилось, что “аномалия” связана со спецификой фазовой перестройки при переходе первого рода и с нетривиальными особенностями дифракции нейтронов в монокристалле. В последующих измерениях было обнаружено и исследовалось дифракционное рассеяние на зародышах нового фазового состояния, спонтанно возникающих при другом магнитном переходе первого рода. Другими методами такие эффекты не могли быть обнаружены. По существу, было открыто новое направление нейтронных исследований с импульсным магнитным полем, - изучение кинетики фазовой перестройки.
Цель работы.
1. Разработать и применить метод времени пролета нейтронов на импульсном источнике для определения структуры кристаллических веществ.
2. Развить технику нейтронных исследований конденсированных сред с использованием импульсного магнитного поля на различных источниках нейтронов.
3. Выполнить ряд исследований магнитоупорядоченных кристаллических веществ с использованием импульсного магнитного поля.
4. Рассчитать фазовую диаграмму гематита во внешнем магнитном поле и проанализировать характер фазовых переходов в других магнетиках с ромбоэдрической структурой.
Научная новизна.
1. Проведены первые работы по использованию метода времени пролета в исследованиях структуры вещества на импульсном источнике нейтронов.
2. Создана первая в мире установка для нейтронных измерений структуры вещества в импульсных магнитных полях (на реакторе ИБР) и проведены исследования на этой установке. Разработан и реализован еще один спектрометр с импульсным полем - на импульсном реакторе ИБР-30.
3. Разработан целый ряд новых методов нейтронных исследований с импульсным магнитным полем на импульсных и стационарных источниках нейтронов.
4. Впервые исследовалось дифракционное рассеяние на зародышах нового фазового состояния, спонтанно возникающих при индуцированном импульсным полем магнитном фазовом переходе первого рода.
5. Впервые рассчитана полная фазовая диаграмма a-Fe2O3 во внешнем магнитном поле. Получен ряд особенностей диаграммы, не исследованных пока в экспериментах; в частности на фазовой диаграмме (HyHzT): область фазового перехода второго рода, область фазового перехода первого рода с линией критических точек, линия квазитройных точек, “суперкритическая” точка, в которой сходятся трикритическая линия, линия квазитройных точек и линия критических точек перехода первого рода, - все это ниже точки Морина, кроме того, еще одна линия квазитройных точек вблизи точки Морина.
6. Теоретически проанализировано поведение и характер фазовых переходов во внешнем магнитном поле ряда соединений с ромбоэдрической структурой.
Основные положения, выносимые на защиту.
1. Проведены первые дифракционные измерения с поликристаллическими образцами по времени пролета на реакторе ИБР, показавшие работоспособность и перспективность этого метода в исследованиях структуры кристаллических веществ. Эти измерения послужили основанием для дальнейшего развития метода.
2. Выполнены первые исследования монокристаллических веществ на реакторе ИБР с использованием импульсного магнитного поля, явившиеся началом нового направления в экспериментальных исследованиях конденсированных средах.
3. На импульсных реакторах ИБР и ИБР-30 созданы спектрометры с импульсными магнитными установками.
4. Разработан целый ряд новых методов нейтронных исследований с импульсным полем на импульсных и стационарных источниках нейтронов. Многие из них были использованы в наших экспериментах.
5. В первых физических измерениях на реакторе ИБР с импульсным полем:
а) Подтвердился характер изменения магнитной структуры гематита в поле, перпендикулярном ромбоэдрической оси кристалла, который предсказывался теоретически;
б) Обнаружен пик аномального рассеяния около 50 кЭ. Дано объяснение этого эффекта, которое послужило началом нового направления в нейтронных исследованиях магнетизма;
в) Определен знак константы “смешанной” анизотропии d.
6. Результаты исследований с импульсным полем на реакторе ИБР-30 интерпретируются как регистрация дифракционного рассеяния на зародышах нового фазового состояния, которые возникают в большом количестве при фазовом переходе первого рода в монокристалле гематита.
7. Представлены расчеты фазовой диаграммы гематита, соответствующие произвольному направлению магнитного поля. Получен ряд неизвестных ранее особенностей диаграммы: линии трикритических точек, линия критических точек фазового перехода первого рода, две линии квазитройных точек, в каждой из которых сходятся по две поверхности перехода первого рода и одной поверхности перехода второго рода, а также “суперкритическая” точка, в которой сходятся трикритическая линия, критическая линия перехода первого рода и квазитройная линия.
Практическая ценность.
1. Первые дифракционные измерения структуры кристаллических веществ методом времени пролета нейтронов на реакторе ИБР получили дальнейшее развитие и стали основным методом, используемым для таких задач на всех импульсных источниках нейтронов в различных странах.
2. Использование импульсного магнитного поля в сочетании с дифракцией тепловых нейтронов не только является дополнительным методом к другим известным методам исследования магнитных свойств веществ, но и во многих задачах превосходит эти методы по однозначности в определении изменений магнитной структуры и в чувствительности к этим изменениям.
3. Нейтронные исследования структуры и динамики магнитной подсистемы кристаллических веществ в импульсном магнитном поле значительно расширяют диапазон доступных для физических измерений значений магнитного поля.
4. Применение импульсных полей позволяет выполнять нейтронные исследования, связанные с кинетикой быстрых переходных процессов в конденсированных средах.
Апробация и публикация работ.
Основные результаты диссертации докладывались на следующих конференциях и совещаниях: Third International Conference on the Peaceful Uses of Atomic Energy, May 1964; International Symposium on Inelastic Scattering of Neutrons in Solids and Liquids, Bombay, December 1964; Совещание по неупругому рассеянию медленных нейтронов в кристаллах и жидкостях, Дубна, 1965; International Symposium on Inelastic Scattering of Neutrons in Solids and Liquids, Copenhagen, May 1968; International Conference on Magnetism, Moscow, August 1973; несколько Всесоюзных Совещаний по использованию рассеяния нейтронов в физике твердого тела, начиная с 1965 г. (Рига-1965, Минск-1967,....,Заречный-1993, ….,Обнинск-1999, Гатчина-2002; Low Temperature Conference (Dubna-1994); Международная школа по нейтронной физике (Алушта-1986), и другие физические симпозиумы и совещания.
Основное содержание диссертации изложено в 39 публикациях автора, включая 5 изобретений. Список этих публикаций приведен в диссертации и в конце автореферата. Кроме того, в конце автореферата приведен дополнительный список литературы, используемой при написании диссертации и состоящий из 40 наименований.
Структура и объем диссертации.
Диссертация изложена в шести главах, Заключении с выводами и Списке публикаций. Работа содержит 168 страниц, 76 рисунков, список литературы диссертанта из 39 наименований. Списки литературы, используемой при написании диссертации, приведен в конце каждой главы.
Фазовая диаграмма высокотемпературной модификации гематита в магнитном поле
На диаграммах указаны неравные нулю компоненты магнитных моментов; в случае (/+) не равны нулю все компоненты векторов 1 и т. На втором месте слева - состояния, реализующиеся уже при сколь угодно малой величине магнитного поля. "Жирными" стрелками обозначены переходы, происходящие при увеличении поля. Там, где это следует из соображений симметрии, указано, что переход является фазовым переходом первого рода.
При действии сколь угодно малого поля Ну, и ниже и выше точки Морина получаем состояние (/+). Следовательно, есть линия перехода первого рода (/+)=» (/+)в поле Ну, исходящая непосредственно из точки Морина. Конечным состоянием при увеличении поля Ну является \2 Ґ), так как при этом максимальна величина спонтанного момента по оси у. Следовательно, при увеличении поля Ну в температурной области около точки Морина и выше ее должен иметь место фазовый переход \Г)=ї[2хҐ), первого или второго рода. При Т Тм и Т Тм не слишком близко к точке Нееля 7# в поле Нг также осуществляется состояние \2ХҐ), так как при этом максимален спонтанный момент по оси z. При Т Тм в поле Нъ помимо прямого перехода первого рода [З Ґ )= \2 Ґ), по крайней мере вблизи точки Морина, следует ожидать переход через промежуточное состояние: [З Ґ )= \1+)=$ \2 Ґ), т.е. два фазовых перехода, причем первый из них первого рода, из-за наличия инварианта Щх + Иу) -\}x-ilyJ}z в потенциале. Это связано с тем, что "опрокидывание" моментов около точки Морина, где величина константы одноосной анизотропии мала, происходит в поле, величина которого мала, так что энергия взаимодействия поля со спонтанным моментом, направленным по оси z, недостаточна, чтобы скомпенсировать энергию анизотропии в базисной плоскости. Такая компенсация наступает при большем значении Нг, соответствующем второму переходу. При дальнейшем увеличении Нг как при Т Тц, так и при Т Тм происходит переход в состояние (Зг+2 /+), в котором нет антиферромагнитного упорядочения. В отличие от случая обычного коллинеарного антиферромагнетика [14], этот переход является фазовым переходом первого рода из-за наличия в потенциале инвариантного члена Щх + // / + (/, - ily J \nz. Поскольку величина этого инварианта мала по сравнению с энергией обменного взаимодействия, величина скачка в значении 1г должна быть весьма малой. На второй диаграмме, помимо очевидного перехода через промежуточное состояние \2 Ґ), в поле Hz, показан переход \Ґ)=ї[3 2 Ґ). Возможность его связана с тем, что достаточно близко к Гдг "схлопывание" моментов происходит в поле, недостаточном для полного поворота вектора 1 к оси х. При совместном действии компонент поля я ф О, Я ФО осуществляется состояние (/+), а при достаточно больших величинах этих компонент - состояние (2 /+). Отметим, что рассмотренные диаграммы фазовых переходов отнюдь не исключают возможности еще и других фазовых переходов первого рода. Так, например, наличие цепочки переходов \3 Ґ)=ї (/+)= (2J/+) в поле Яг с неизбежностью приводит к аналогичной последовательности \Ґ)=Ї[Г)=Ї{2 Ґ) переходов в конечной области совместных значений компонент Ну и Яг. В поле Нх возможны лишь два состояния симметрии: [2 Г J и (/+). В первом из них вектор 1 - в плоскости yz, а второе - с отклонением 1 от плоскости yz - может реализоваться лишь в случае изменения знака анизотропии в базисной плоскости. Если этого не происходит, в поле Яг нет фазовых переходов, связанных с изменением симметрии. Но фазовый переход \2 Г)=ї[2 ґ) первого рода остается возможным. Такой переход, очевидно, имеет место при Т Тм достаточно близко к Тм, когда угол между осью z и 1 скачком увеличивается до значения, близкого (но не равного) к 90 [15,16]. То же самое происходит и при я Ф0,Н ФО, но в этом случае с состоянием Из вышеизложенного следует, в частности, что при действии поля в плоскости ху "схлопывания" подрешеток, т.е. обращения в нуль вектора 1, не происходит, как бы ни велико было поле, т.е. нет "spin-flip" фазового перехода. Качественный вид фазовой диаграммы (HyHzT) для гематита, полученный в 1974 году и скорректированный, показан на рис.2.2. Для удобства представления введены обозначения фазовых состояний римскими цифрами. На температурной оси, т.е. при Н = 0 имеем состояния: (і 2 I+)lz=I0 и (2 /+ )= IV. При этом состоянию симметрии IV соответствуют шесть типов эквивалентных доменов: ф = —,—,—,—,—, , где ф 6 2 6 6 2 6 угол между проекцией вектора антиферромагнетизма 1 на плоскость ху и вертикальной осью Сг (осью х). Кроме этого угла, введем еще угол в - между вектором 1 и осью С? (осью z). При температуре ниже точки Морина в магнитном поле Яг, если оно еще не достигло критического значения, соответствующего спин-флоп переходу, имеем состояние симметрии (3 I+ )lz?nz = V. Ниже точки Морина в поле Ну имеем состояние (/+)= /, в котором все компоненты векторов I и m не равны нулю. Состояния / и // одинаковы по симметрии, но отличаются направлениями векторов I и т. При достаточно больших значениях компонент поля Ну и (или) Нг реализуется состояние \2 l+Jxmymz =11. Как следует из некоторых экспериментальных работ, это же состояние // реализуется в гематите и без магнитного поля в высокотемпературной области, но в этом случае, при Н = 0, ему соответствует шесть типов эквивалентных 71 2% 4к 5к доменов: ф = 0,—,—,тс,—,—. Особые точки на фазовой диаграмме обозначены, как Oi. Известная точка Морина при 260 К обозначена на рис.2.2 как Тм, а точка фазового перехода первого рода между состояниями IV и // обозначена как Т/у.и. Границы метастабилыюсти фазовых состояний обозначаются условно тонкими линиями и температурными точками 7}. Ну Как было отмечено в предисловии к этой главе, конфигурация фазовой диаграммы ниже точки Морина оказалась сложнее, чем было получено в первоначальной работе. Поэтому здесь представляем пояснения к температурной области диаграммы только около точки Морина и выше ее. Если первоначально выше точки Тм кристалл находится в состоянии IV, то при действии магнитного поля, параллельного оси второго порядка, т.е. Нх, симметрия не изменяется и нет фазового перехода. А в поле Ну симметрия изменяется уже при сколь угодно малой величине поля и при его увеличении происходит фазовый переход // = II, первого или второго рода. Но в состоянии с такой же симметрией, как //, кристалл находится в малом поле и ниже точки Морина. Значит, при наличии малого магнитного поля при изменении температуры около Тм остается возможным лишь фазовый переход первого рода / Ii, как и переход в самой точке Морина без магнитного поля. Состояния І її її отличаются лишь тем, что для первого из них направление вектора 1 близко к оси z, а для второго - к базисной плоскости.
Первые работы по использованию метода времени пролета в структурных исследованиях на импульсном источнике нейтронов
В большинстве работ, в которых анализировался характер фазовых переходов при Т Тм, инвариант dsin QcosBsin3 не принимался во внимание, и полагалось, что характер фазовых переходов во внешнем поле достаточно ниже точки Морина вообще не зависит от направления проекции поля на базисную плоскость относительно оси второго порядка. Этим самым допускалась принципиальная ошибка в интерпретации экспериментальных результатов. В частности, искалась трикритическая точка там, где вообще не может быть перехода второго рода.
Во всех представленных в настоящей работе расчетах принималось, что d 0. Однако в действительности, как это было показано в дифракционных измерениях [31,32] с магнитным полем, d 0. Для трансформации результатов расчета в поле (Hy,Hz) при переходе oTd 0Kd 0 достаточно просто изменить знак угла ф. В случае действия поля (HX,HZ) два типа антиферромагнитных доменов не эквивалентны по энергии. Если Нх 0, то при d 0 энергия доменов, у которых cos В 0, меньше, чем у доменов с начальным (при Н = 0) значением 9 = я, и наоборот при d 0. Для перехода к рассмотрению термодинамически устойчивых доменов при d 0 достаточно в представленных результатах произвести трансформацию 0 - (тг-9). И наконец, в поле я (Нх,Ну) трансформация к значению d 0 производится сдвигом: а — а + —. Однако полученные в расчетах особенности фазовой диаграммы гематита не являются легко наблюдаемыми в эксперименте. Во всяком случае, можно утверждать, что полученные здесь результаты не противоречат известным экспериментальным данным по гематиту, так же как и трудно найти какие-либо экспериментальные данные, подтверждающие справедливость основных новых результатов этой работы.
Для определения магнитной структуры фазовых состояний, индуцированных полем, и, в частности, для нахождения зависимости этой структуры от угла между проекцией поля на базисную плоскость и осью симметрии второго порядка (ось х) может быть использована дифракция нейтронов. На рис.2.22 приведены зависимости угла 0 и намагниченности (вдоль магнитного поля) от величины поля для случаев (Нх,0,0) и (0,НУ,0). Видно, что практически безнадежно пытаться наблюдать различие в намагниченности между этими случаями. Относительные изменения угла 9 в области фазового перехода значительно больше, чем намагниченности. Подбором кристаллографических плоскостей для дифракции и геометрии взаимной ориентации магнитного поля и кристалла можно попытаться наблюдать различие в характере изменения угла 6 в поле Нх и Ну. Заметим, что, в отличие от намагниченности, величина скачка от 6; до л/2 в точке перехода / — // в поле (0,НУ,0) почти не зависит от температуры в широком температурном диапазоне и начинает увеличиваться только непосредствено вблизи точки Морина (см. рис.2.23).
Возможно, что при более сложной геометрии измерений, когда используется двухкомпонентное магнитное поле, дифракция нейтронов окажется более эффективной за счет различного характера изменения угла ф в поле Нх и Ну. На рис.2.24 приведен такой пример. В этом случае в точке перехода под действием поля Нг угол 9 меняется резко и почти одинаково в случаях Нх и Ну, причем величина скачка мало зависит от величины константы d. Однако характер изменения угла ф в поле (Hy,Hz) существенно отличается от случая поля (HX,HZ) (в первом случае имеем два фазовых перехода: второго и первого рода). Это позволяет рассчитывать на возможность определения дифракцией нейтронов величины константы d. На рис.2.25 приведены зависимости от величины d ориентации вектора антиферромагнетизма в фазе III в точке перехода первого рода, а также критических значений поля для первого и второго фазового переходов при Т = 0К.
Однако наибольший интерес при исследовании фазовой диаграммы гематита представляют не точные значения угловых координат различных фазовых состояний, а положение особых линий и точек на фазовой диаграмме. Очевидно, в обнаружении этих особенностей можно рассчитывать только на методы, чувствительные к флюктуациям тех компонент намагниченности подрешеток, которые характерны для конкретных фазовых переходов. В частности, можно предполагать, что полезным в этом отношении будет критическое магнитное рассеяние нейтронов. Гематит с его богатым набором фазовых переходов в магнитном поле и соответствующих линий и точек аномальных флюктуации, включая и "суперкритическую" точку, представляет собой очень подходящий объект для нейтронных исследований. В связи с этим отметим, что в настоящее время немного найдется работ по критическому магнитному рассеянию нейтронов в точках ориентационных фазовых переходов второго рода, типа "порядок -порядок", при наличии магнитного поля. Тем более очень редки исследования в области особых точек, таких как критические, трикритические и бикритические точки (см. [49-54]). Представляют собой интерес эксперименты по критическому рассеянию с монокристаллическими образцами. В таких случаях уместно не рассеяние нейтронов на малые углы относительно первичного пучка, а малоугловое рассеяние вблизи брэгговских дифракционных отражений.
Линейная зависимость между интенсивностью рассеяния и структурным фактором для крупноблочных кристаллов
В частности, можно предполагать, что полезным в этом отношении будет критическое магнитное рассеяние нейтронов. Гематит с его богатым набором фазовых переходов в магнитном поле и соответствующих линий и точек аномальных флюктуации, включая и "суперкритическую" точку, представляет собой очень подходящий объект для нейтронных исследований. В связи с этим отметим, что в настоящее время немного найдется работ по критическому магнитному рассеянию нейтронов в точках ориентационных фазовых переходов второго рода, типа "порядок -порядок", при наличии магнитного поля. Тем более очень редки исследования в области особых точек, таких как критические, трикритические и бикритические точки (см. [49-54]). Представляют собой интерес эксперименты по критическому рассеянию с монокристаллическими образцами. В таких случаях уместно не рассеяние нейтронов на малые углы относительно первичного пучка, а малоугловое рассеяние вблизи брэгговских дифракционных отражений.
Эта работа была выполнена в 1977 году. Прежде, чем приступить к рассмотрению поведения ферро- и антиферромагнитных структур во внешнем магнитном поле, перечислим основные эффекты, связанные с изменением фазовых состояний в магнитоупорядоченных кристаллах, которые были тогда известны.
Если на антиферромагнетик типа "легкая ось" (здесь имеется в виду "легкая" не для намагничения, а для направления вектора антиферромагнетизма) действует магнитное поле в направлении этой оси, при определенной величине поля, зависящей от анизотропии кристалла и от величины обменного взаимодействия, происходит "опрокидывание" подрешеток, т.е. ось антиферромагнетизма становится перпендикулярной магнитному полю [34-36]. При дальнейшем увеличении поля происходит "схлопывание" подрешеток - магнитные моменты выстраиваются по полю (см., напр., [37,38]), - следует считать, что осуществляется переход в парамагнитное состояние, хотя практически вероятность того, что магнитные моменты выстроены в одном направлении, может при этом быть сравнимой с единицей. Сейчас принято называть эти два типа фазовых переходов как спин-флоп-переход и спин-флиппереход, соответственно. В случае метамагнетиков, т.е. кристаллов с большой одноосной анизотропией, переход в состояние с моментами, направленными по полю, происходит без "спин-флоп-перехода" (см., напр., [39-41]). Не будем повторяться здесь об особенностях поведения антиферромагнетиков, проявляющих при определенных условиях "слабый" ферромагнетизм (типа гематита и редкоземельных ортоферритов).
Что касается перехода в парамагнитное состояние, то действие внешнего поля, перепендикулярного оси антиферромагнетизма, понижает температуру Нееля у обычных коллинеарных антиферромагнетиков [37,38]. Но если поле приложено вдоль направления возможного слабого ферромагнетизма, то антиферромагнетизм может индуцироваться выше температуры Нееля и в этом случае фазовый переход исчезает [42].
При действии магнитного поля на ферромагнетик вдоль оси легкого намагничения также нет фазового перехода в парамагнитное состояние [43]. Но если поле перпендикулярно оси легкого намагничения, остается фазовый переход, соответствующий повороту магнитных моментов и выстраиванию их вдоль поля [44].
В настоящей работе на примере структур с пространственной группой R3c было произведено теоретико-групповое рассмотрение поведения магнитных кристаллов во внешнем поле. При этом выявляются некоторые более тонкие особенности, в том числе ряд ограничений на характер индуцированных магнитных фазовых переходов. В необходимых случаях для определения условий того или иного фазового перехода произведен простейший термодинамический анализ с учетом введенных феноменологически членов энергии взаимодействия, инвариантных относительно операций симметрии.
Вначале рассматриваются соединения с четырьмя магнитными ионами в элементарной ячейке, затем с двумя. В первом случае, в отличие от второго, внешнее магнитное поле, как будет видно, может индуцировать антиферромагнитное упорядочение, не свойственное соединению в свободном состоянии. Рассмотрение для двухподрешеточных кристаллов относится к ряду конкретных соединений, причем некоторые результаты этого анализа применимы и к четырехподрешеточным кристаллам с четной относительно центра инверсии магнитной структурой. В последней части этого раздела рассмотрен переход в парамагнитное состояние кристаллов с четной относительно центра инверсии структурой в магнитном поле, направленном вдоль ромбоэдрической оси.
Ромбоэдрическая ячейка окислов id-переходных металлов СггОз, ТІ2О3, УгОз, сс Fei03 содержит четыре магнитных иона, расположенных на оси третьего порядка. На рис.2.26 (а,Ь,с) показано расположение магнитных ионов относительно элементов симметрии и возможные типы чередования знаков моментов. В дальнейшем вместо векторов МІ четырех подрешеток используем векторы: m = Mj +М2 +М3 +М4,1 = Mj -М2 -М3 +М4, n = Mj -М2 +М3 -М4, р = Mj +М2 -М3 -М4 и прямоугольную систему координат с осью , направленной по оси второго порядка, и осью z, параллельной ромбоэдрической оси. В Таблице 2.1 выписаны независимые элементы симметрии основных состояний, которые могут реализоваться без магнитного поля, и компоненты моментов, удовлетворяющие этим элементам симметрии и, следовательно, не равные нулю. (Частично данные этой таблицы были представлены в работе [7]). В данном разделе рассмотрим соединения с нечетной относительно центра инверсии магнитной структурой. К ним относятся первые три из перечисленных выше соединений. При действии внешнего магнитного поля появляется компонента вектора m в направлении поля, вследствие чего осуществляются определенные комбинации состояний, представленных в Таблице 2.1. Анализ состояний симметрии приводит к следующей схеме возможных изменений в поле Нх, Ну, Нг кристалла с исходным состоянием (3 2 1 ) (рис.2.26(Ь), примером такого кристалла является СггОзУ.
Дифракция нейтронов на частицах новой фазы при фазовом переходе в монокристалле
Конечно, для исследований в импульсном магнитном поле, превышающем поля, обычно используемые в постоянном режиме, - а в то время можно было иметь сверхпроводящие магниты для нейтронной дифракции с полем, не превышающем 45 Юе [8], - рабочий объем для образца не мог превышать нескольких десятых долей кубического сантиметра (не больше / см3), т.е. быть на три порядка меньше, чем в первых работах с поликристаллами. Естественно, возможными в такой ситуации представлялись измерения только с монокристаллическими образцами, что обеспечивало наибольшую светосилу. Использование монокристаллов определялось также необходимостью однозначного выбора направления магнитного поля относительно кристаллографических осей. Однако выигрыш в светосиле, возможный благодаря использованию монокристаллов, мог быть в значительной мере утерян из-за проблем, связанных с экстинкцией при рассеянии нейтронов на монокристалле, т.е. из-за необходимости брать достаточно тонкие кристаллы, чтобы сохранялась заранее известная, линейная связь между интенсивностью рассеяния и квадратом эффективного структурного фактора. С проблемой интенсивности при нейтронных измерениях с импульсным полем связан целый ряд других проблем, главным образом технического характера, которые не свойственны обычным методам магнитных исследований в импульсных полях, таким как измерение намагничения, магнитной восприимчивости, магнитострикции или магнитного резонанса. Самая главная из них это создание магнитов, которые выдерживали бы большое число импульсов большого тока - десятки, сотни тысяч, а в ряде случаев и миллионы ударов импульсного поля, причем с довольно высокой частотой повторения, чтобы достаточно малая статистическая ошибка обеспечивалась за приемлемое для эксперимента время. Эти требования сводились (и сейчас сводятся) к необходимости иметь очень прочные импульсные магниты с эффективным охлаждением.
В связи с отмеченными проблемами в то время представлялось совершенно нереальным рассчитывать на возможность физических измерений при частоте вспышек мощности ИБРа, равной 5 с .
Первые физические измерения [9,10] с импульсным магнитным полем были реализованы лишь в 1968 году, когда мощность реактора ИБР составляла б кВт (первоначальная мощность ИБРа была / кВт) и стало возможным использовать так называемый "режим редких вспышек", при котором частота повторений вспышек могла быть уменьшена в 25 раз, при сохранении средней мощности реактора.
К середине 1968 года была создана первая установка [9] для дифракционного изучения магнитных структур, индуцированных импульсным магнитным полем. Блок-схема электрической части всей установки приведена на рис.3.4. Нейтронный дифрактометр, входящий в состав этой установки, показан схематично на рис.3.5. По своей геометрии он подобен первым дифрактометрам, используемым [1,2] для исследования поликристаллов по времени пролета на ИБРе, и отличался только отсутствием соллеровских коллиматоров и наличием системы дистанционного изменения ориентации монокристалла. Разрешение в этих работах практически не имело значения, зато обеспечивалась максимальная в тех условиях светосила. В сущности, это был первый в мире дифрактометр по времени пролета, на котором выполнялись структурные исследования, в данном случае определение изменении магнитной структуры, на монокристаллических образцах.
Была разработана и смонтирована импульсная магнитная установка ИМУ. С помощью высоковольтного (до 3 кВ) тиратронного выпрямителя заряжалась батарея конденсаторов общей емкостью до 3 мФ. В нужный момент, синхронно со вспышками реактора производился поджиг игнитронов типа И-100/5, пропускающих импульс тока в одном направлении. Магнитное поле создавалось разрядом батареи конденсаторов через двухсекционную катушку магнита. Каждая секция магнита состояла из 100 витков медного провода сечением 2.8x0.5 мм2, внутренний диаметр обмотки равен 24 мм, зазор между секциями 12 мм, общая высота катушки 72 мм. Намотка производилась с заполнением пустот эпоксидным компаундом. Магнит имел цилиндрический бандаж из нержавеющей стали толщиной 2.5 мм с вертикальным разрезом. Индуктивность магнита составляла 350 мкГн. Импульс поля по форме представлял собой половину периода синусоиды. Ось магнита, устанавливаемого на пучке реактора, была направлена вертикально.
Была создана криогенная система, предназначенная для охлаждения монокристаллического образца в условиях воздействия на него импульсного магнитного поля. Контейнер с импульсным магнитом и устройством поворота монокристалла, которые показаны в разрезе на рис.3.6, заполнялся жидким азотом. Предварительно сориентированный образец через текстолитовый патрон крепился к металлической штанге, связанной с электроприводом, находящимся выше азотного контейнера. Специальное уплотнительное устройство, расположенное выше уровня азота, позволяло в процессе работы поворачивать образец вокруг вертикальной оси, не нарушая герметичности (при наличии азота).
