Содержание к диссертации
Введение
Глава I. Методика эксперимента с поляризованными нейтронами 39
Введение
1.1. Принципы векторного анализа поляризации нейтронов 41
1.2. Описание метода векторного анализа поляризации медленных нейтронов 48
1.3. Конструкция векторного анализатора 51
1.4. Настройка и калибровка векторного анализатора 54
Глава 2. Установки малоуглового рассеяния поляризованных нейтронов 59
Введение
2.1. Принципы создания установок 60
2.2. Поляризующая техника 62
2.2.1. Поляризующее зеркало
2.2.2. Поляризующий нейтроновод 66
2.3. Поляриметр "Вектор-3" 70
2.3.1. Описание установки
2.3.2. Управление поляриметром 73
2.3.3. Технические данные поляриметра 75
2.4. Поляриметр пВектор-Ю" 76
2.4.1. Описание установки 77
2.4.2. Внутриканалышй поляризатор 80
2.4.3. Адиабатический радиочастотный флиппер 82
2.4.4. Трехмерный анализатор поляризации 83
2.4.5. Многоканальный широкоугольный анализатор поляризации
2.4.6. Детектор 87
2.4.7. Характеристики установки
2.5. Термостаты 90
2.6. Система стабилизации температуры 91
Глава 3. Исследование спонтанной намагниченности в нейтронном пучке 95
Введение
3.1. Анизотропия деполяризации нейтронного пучка 97
3.2. Исследование спонтанной намагниченности Ms вблизи ТС 103
Глава 4. Динамика ферромагнетиков в нулевом магнитном поле 112
Введение
4.1. Современное состояние теоретических и экспериментальных исследований критических явлений 113
4.2. Критическое рассеяние поляризованных нейтронов и спиновая динамика ферромагнетиков выше Тс 123
4.3. Методика измерения неупругости рассеяния поляризованных нейтронов 134
4.3.1. Сущность метода
4.3.2. Специфические возможности обработки данных и экспериментальная проверка метода 135
4.3.3. Чувствительность метода 143
4.4. Эксперимент 146
4.4.1. Проведение измерений 148
4.4.2. Обработка данных и результаты 153
4.4.3. Анализ результатов 163
Глава 5. Тройные динамические спиновые в нуле магнитном поде выше TQ 175
Введение
5.1. Теория тройных корреляций 178
5.2. Экспериментальное обнаружение асимметрии критического рассеяния поляризованных нейтронов 184
5.2.1. Постановка эксперимента
5.2.2. Результаты и их обсуждение 193
Глава 6. Тройные корредяции и критическая спиновая динамика в магнитном поле 201
Введение
6.1. Тройные корреляции выше TQ в магнитном поле (теория) 203
6.2. Экспериментальное обнаружение асимметрии критического рассеяния поляризованных нейтронов в магнитном поле 213
6.2.1. Схема эксперимента и оборудование
6.2.2. Результаты измерений с двумерным мультиде-тектором 217
6.2.3. Результаты проверки -эффекта 225
6.3. Экспериментальное наблюдение спектров тройных корреляций 229
6.4. Исследование критической спиновой динамики в поле с помощью эффекта 241
6.4.1. Определение критического поля Н к . 243
6.4.2. Проверка дипольной динамики 246
6.5. Проверка критической факторизации тройных динамических спиновых корреляций 256
Заключение 264
Литература 267
- Описание метода векторного анализа поляризации медленных нейтронов
- Исследование спонтанной намагниченности Ms вблизи ТС
- Специфические возможности обработки данных и экспериментальная проверка метода
- Экспериментальное обнаружение асимметрии критического рассеяния поляризованных нейтронов в магнитном поле
Введение к работе
Проблема фазовых переходов второго рода и критические явления в течение нескольких последних десятилетий являются одной из центральных проблем в физике твердого тела. Она имеет весьма общий характер, т.к. связана с явлениями, сопровождающими спонтанное изменение симметрии системы. Эти явления в значительной мере оказываются универсальными и, в соответствии с современной точкой зрения, могут проявляться схожим образом в самых различных физических объектах.
Одной из таких общих черт в системах, испытывающих переход, является развитие сильных флуктуации параметра порядка, характеризующего новый элемент симметрии. В этом смысле физика фазовых переходов имеет дело с взаимодействующими сильно флуктуирующими полями и, очевидно, представляет общефизический интерес.
Впервые проблема фазовых переходов второго рода была сформулирована Л.Д.Ландау в 1937 г. . Им же была построена теория явлений в окрестности точки перехода (температуры Кюри Тс). Однако проводимые эксперименты давали систематические отклонения от теории, и дальнейшие экспериментальные и теоретические исследования показали, что теория Ландау имеет ограниченную область применимости и становится несправедливой, по крайней мере, в непосредственной близости от Тс. Дело в том, что эта теория верна только в том случае, когда флуктуации параметра порядка малы . Но с приближением к точке перехода флуктуации нарастают, начинают сильно взаимодействовать друг с другом и в значительной мере определять явления, сопровождающие переход. Для описания поведения статических величин в этом случае Паташинским и Покров - 7 ским и одновременно Кадановым и Вайдомом была построена флуктуационная теория фазовых переходов - теория статического подобия (скейлинг).
Эта теория основана на некоторых весьма простых и привлекательных, но не доказанных строго предположениях, таких, как универсальность критических явлений, масштабная инвариантность и т.д. Некоторые из гипотез теории статического подобия были проверены с помощью численных расчетов для простых модельных систем и в машинных экспериментах. В значительной мере эта теория опирается также на эмпирические данные.
Позднее была предложена теория динамического подобия, наиболее четко сформулированная Гальпериным и Хоенбергом , которая обобщила выводы статической теории и позволила описывать вблизи фазовых переходов зависящие от времени физические величины. В настоящее время эта теория, хотя и является общепризнанной, менее строго обоснована, чем статическая, и в еще большей степени нуждается в экспериментальной проверке.
Вблизи Тс спиновые корреляции нарастают, и магнитный вклад в рассеяние становится настолько большим (по сравнению с вкладом ядерного рассеяния), что становится возможным его детальное экспериментальное исследование. К настоящему времени выполнено большое число экспериментов по измерению сечения критического магнитного рассеяния / 1а/. Наряду с многочисленными измерениями макроскопических величин, таких, как намагниченность, теплоемкость и т.д., эти эксперименты во многом подтвердили основные представления современной картины критических явлений. В частности, можно считать хорошо экспериментально проверенными предсказания статической теории подобия, в которой рассматриваются критические флуктуации, усредненные во времени. В последние годы /- - / получены также и очень важные сведения о критической динамике. Однако здесь имеется еще много вопросов, которые далеки от решения.
Часть этих вопросов связана с весьма специфическими чертами во взаимоотношениях теории и эксперимента, характерных на современном этапе для исследований в области фазовых переходов. Так, теория подобия дает определенные предсказания для поведения физических величин лишь в асимптотических условиях, т.е. если выполнены некоторые предельные соотношения между параметрами, от которых они зависят. Как правило, предсказывается закон, обычно степенной, по которому те или иные измеряемые величины должны убывать с изменением этих параметров. При этом теория в большинстве случаев не в состоянии описать их поведение в областях, где они максимальны. С экспериментальной точки зрения, ситуация как раз обратная, и наиболее достоверные данные получаются в области больших значений измеряемых величин, т.е. там, где информативность этих данных минимальна. Поэтому для получения существенно новой информации всегда приходится балансировать на грани "возможного" и "необходимого" и сравнивать с теорией лишь ту часть экспериментальных данных, для которых убывает статистическая точность измерений и возрастают проблемы корректного учета фона и систематических ошибок. По этой причине, например, до настоящего момента не изучена область параметров, где теория і • & предсказывает существенную роль дипольного взаимодействия. Это взаимодействие, как правило, мало по сравнению с обменным, которое и обеспечивает фазовый переход в ферромагнитное состояние при понижении температуры. Тем не менее, его учет принципиально важен для таких вопросов, как релаксация крупномасштабных флуктуации. Это взаимодействие не сохраняет полный спин системы и обеспечивает релаксацию намагниченности к равновесному значению. К сожалению, традиционные методы неупругого рассеяния нейтронов не обладают необходимым для этого разрешением, и нужны другие, более чувствительные к спиновой динамике эксперименты.
Другим весьма важным вопросом в физике фазовых переходов является вопрос о влиянии внешнего поля на критические явления в симметричной фазе. Строго говоря, включение магнитного поля снимает фазовый переход, т.к. поле выделяет некоторое направление в пространстве, и, следовательно, при сколь угодно малой величине поля имеется параметр порядка - намагниченность всего образца.
Но при этом очевидно, что должна существовать область малых полей, при которых критические флуктуации намагниченности лишь незначительно искажаются, сохраняя в основном характер, свойственный им в отсутствие поля Лишь при больших полях флуктуации качественно изменяются. Но магнитное поле является t -нечетным псевдовектором, и даже в области малых его значений оно должно приводить к совершенно новым явлениям в динамике критических флуктуации. В самом деле, в кубических ферромагнетиках выше TQ тензор спиновых корреляций изотропен. Включение поля выделяет в нем не только перпендикулярные и параллельные полю симметричные компоненты тензора, но и приводит к появлению антисимметричных по спиновым индексам компонент. Из самых общих соображений можно заключить, что эти компоненты обладают иной, не только пространственной, но и временной четностью.
Более того, как показано в работе М% в слабом магнитном поле выше Тс эти антисимметричные компоненты обусловлены весьма интересным явлением - тройными динамическими спиновыми корреляциями. До самого последнего времени вопрос о динамике критических флуктуации выше Т во внешнем поле экспериментально был практически не исследован. Не было также никаких экспериментальных работ, посвященных изучению поведения и высших корреляторов . Это вполне естественно, т.к. традиционные эксперименты по измерению сечения рассеяния (I) не пригодны для такой постановки вопроса. Вместе с тем, проблема высших корреляций весьма актуальна
Под высшими мы понимаем корреляторы, которые, в отличие от входящего в (I) парного коррелятора, содержат большее число спиновых компонент. для теории» т.к. эти величины входят в неё независимым образом и для некоторых из них имеются теоретические предсказания. Причина физического интереса к высшим корреляторам в том, что они описывают взаимодействие критических флуктуации друг с другом и их непосредственное исследование является совершенно необходимым для создания полной картины наших представлений о фазовом переходе.
Проблема исследования анизотропии тензора спиновых корреляций не менее существенна, разумеется, и ниже TQ . Поскольку- в ферромагнитной фазе имеется спонтанный момент, то поведение компонент этого тензора, перпендикулярных моменту, существенно отличается от поведения продольных компонент. Кроме того, как и выше Тс, в магнитном поле поперечные компоненты содержат как симметричные, так и антисимметричные составляющие. Детальное исследование критической динамики ферромагнитного состояния требует развития экспериментальных методов, позволяющих изучать их независимо.
Ниже Тс, однако, есть и другая проблема. Известно, что при низких температурах намагниченность в массивном образце не является однородной, т.е., как правило, образец находится в многодоменном состоянии, так что магнитный момент всего образца в целом равен нулю. Естественно, возникает вопрос, при каких температурах ниже Тс происходит разрушение спонтанного момента, образующегося при Т = ТС , и имеется ли область температур, в которой образец намагничен однородно. Иными словами, спрашивается, имеется ли область "чистого" фазового перехода второго рода или одновременно с ним происходит фазовый переход первого рода (доме-нообразование), т.к. в последнем случае и интерпретация экспери - 12 ментальных данных должна быть соответствующей. Здесь следует иметь в виду, что в непосредственной близости к Тс намагниченность должна быть очень мала, и заметить её неоднородность непосредственно магнитными методами или с помощью измерения сечения рассеяния нейтронов не представляется возможным. Для этого необходимы методы, обладающие несравненно более высокой чувствительностью.
Таким образом, несмотря на значительные успехи в исследовании фазовых переходов с помощью рассеяния нейтронов, имеется большое число принципиальных вопросов, для решения которых традиционные методы измерений неупругого и упругого сечений рассеяния не пригодны. Это, во-первых, исследование влияния на спиновую динамику сил, нарушающих законы сохранения (дипольное взаимодействие), для чего требуются методы, высокочувствительные к малым передачам импульса и энергии.
Во-вторых, исследование эффектов в области, где сечение рассеяния очень мало.
В-третьих, весьма актуальна задача изучения анизотропии критических флуктуации и динамики различных компонент тензоров спиновых корреляций как выше TQ в магнитном поле, так и ниже TQ.
В-четвертых, существует проблема экспериментального исследования высших спиновых корреляторов, которые связаны не только со статикой и динамикой, но и с кинетикой критических флуктуации.
Наконец, представляется весьма важным выяснение вопроса об однородности ферромагнитного состояния в критической области.
Кроме того, есть еще одна общая и важная чисто экспериментальная проблема, характерная для любых исследований по магнит - ІЗ ному рассеянию нейтронов и требующая специальных методов для своего решения. Это проблема корректного учета фона различного рода немагнитного рассеяния, а также контроля вклада в измеряемую интенсивность процессов магнитного рассеяния высших порядков.
Ясно, что невозможно решить эти проблемы в рамках одного исследования, даже очень фундаментального. Но можно поставить другой, обобщающий вопрос - возможны ли эти исследования вообще и какие трудности необходимо при этом преодолеть в эксперименте, т.е. возможны ли исследования критических явлений на таком уровне, который удовлетворил бы современное состояние теории.
Работы, вошедшие в диссертацию, в основном и посвящены разработке и применению новых методов нейтронного эксперимента, пригодного для решения указанного выше круга задач. Основой этих методов служит использование поляризации рассеянных нейтронов в качестве дополнительной измеряемой в эксперименте величины. При этом, наряду с развитием предложенных нами ранее и получивших уже широкое распространение / ь» 7/ методов исследования фазового перехода с помощью поляризованных нейтронов на основе измерения одной из пространственных компонент поляризации рассеянных нейтронов, разработаны принципиально новые методы, значительно расширяющие экспериментальные возможности. Прежде всего разработан и реализован метод, позволяющий задание трех проекций начальной поляризации и измерение всех трех компонент поляризации рассеянного пучка. Это позволяет вместо одной измеряемой традиционно величины - сечения рассеяния - определить девять компонент матрицы перехода нейтрона при рассеянии с изменением его спинового состояния.
Два других новых метода исследования основаны на обнаруженных нами &%&/ эффектах асимметрии рассеяния поляризованных нейтронов. Во-первых, было обнаружено, что сечение рассеяния нейтронов, поляризованных перпендикулярно плоскости рассеяния, в ферромагнетике выше Т в отсутствие магнитного поля обладает право-левой асимметрией.
Во-вторых, в экспериментах с внешним полем было обнаружено явление асимметрии рассеяния, если поле лежит в плоскости рассеяния. В этом случае, как оказалось, имеется также и спиновая асимметрия рассеяния, т.е. сечение рассеяния на данный угол нейтронов, поляризованных параллельно полю, отличается от сечения при начальной поляризации, антипараллельной ему.
Эксперименты с поляризованными нейтронами были начаты в Лаборатории нейтронных исследований ЛИЯФ в начале 60-х годов под руководством Г.М.Драбкина. Развитию методики поляризованных нейтронов способствовало и то обстоятельство, что ЛИШ? обладал одним из мощных на то время исследовательских реакторов и в институте существовала солидная теоретическая база - сектор теории твердого тела под руководством С.В.Малеева, уже зарекомендовавшего себя работами по магнитному рассеянию нейтронов. Работы, вошедшие в диссертацию, были выполнены в период с 1970 по 1983 г.г. на реакторе ВВР-М. Некоторые измерения были проведены на высокопоточном реакторе Института Лауэ-Ланжевена (Гренобль, Франция). Экспериментальные и теоретические исследования чаще всего проводились параллельно, стимулируя друг друга, поэтому в диссертации нет отдельной теоретической части, выполненной не в связи с обсуждаемыми здесь экспериментами. Ниже будет изложен план диссертации по главам, кратко обсуждены упомянутые выше методы и явления, а также та физическая информация, которую они позволяют извлекать из эксперимента.
Диссертация состоит из настоящего Введения, шести глав и Заключения.
В первой главе описывается методика поляризационных измерений, рассматриваются теоретические основы метода трехмерного анализа поляризации и его техническая реализация. Поясним в обіцих чертах основные идеи, заложенные в методику векторного анализа, с помощью которой проводились исследования критических явлений. Прежде всего напомним, как ведет себя поляризация нейтронов при попадании их в магнетик. Во-первых, если в образце или его части, через которую проходит пучок, имеется постоянное магнитное поле , направленное под некоторым углом к начальной поляризации нейтро — — нов Р0 , то вектор Р будет прецессировать вокруг этого поля, и на выходе нейтронов из образца направление их поляризации не будет совпадать с Р„ .
Таким образом, мы видим, что для определения изменения поляризации нейтронов при их взаимодействии с магнетиком необходимо уметь измерять в заданной системе координат все три её компоненты. С этой целью был разработан векторный анализатор нейтронного пучка, защищенный авторскими свидетельствами .
В основу векторного анализа был положен принцип неадиабатического прохождения нейтронов через резкую границу магнитного поля. В результате направление вектора Р0 задавалось некоторым магнитным полем вне объема с образцом, а внутри этого объема поле Н было равным нулю, и из-за отсутствия прецессии спинов в нулевом поде направление вектора Р сохранялось в пространстве. Оно могло измениться только при магнитном взаимодействии нейтронов с образцом. На выходе из векторного анализатора нейтроны неадиабатически попадали в ведущее магнитное поде заданного на - 17 правления, что позволяло измерить проекцию Р на это заданное направление поля. Последовательно задавая комбинации направлений входных и выходных полей, можно было измерить 3x3-матрицу поворота (Di.: поляризации при взаимодействии нейтронов с образцом ( PL = T) Р0: , где t,j и хэ у , Z ). Конструктивно векторный анализатор был выполнен в виде трех взаимно перпендикулярных пересекающихся соленоидов . Соленоид с осью вдоль пучка (ось Z ) создавал поле, совпадающее по направлению с ведущим полем установки. Два других соленоида создавали поля, перпендикулярные оси пучка ( X - и и - соленоиды). Неравномерность намотки соленоидов обеспечивала почти синусоидальное изменение направления поля от оси X (или u ) к оси Z с адиабатическим проведением пучка нейтронов. На входной границе в анализатор нейтроны неадиабатически вводились в поле с X (или U ) направлением. Такой узел, обращенный на 180° относительно направления пучка, обеспечивал задание направления начальной поляризации Р0 • В реальном приборе точность определения абсолютного направления Р в пространстве составляла один угловой градус, а статистическая точность относительных измерений компонент PL; достигала 10 за I минуту измерения всей матрицы Ъ i . На основе векторного анализатора были созданы две экспериментальные установки, которые обеспечили весь комплекс проведенных исследований.
В проведенном с трехмерным анализом поляризации эксперименте наблюдалось удивительное на первый взгляд явление: век тор поляризации Р , ориентированный в падающем пучке произвольно относительно оси пучка (или вектора скорости нейтронов v ), при прохождении через хаотически ориентированные деполяризующие магнитные неоднородности приближается к направлению V .
В нашей ранней работе (еще до создания методики векторного анализа) было замечено, что деполяризация прошедшего пучка в ферромагнитной области Т Тс вблизи Тс ведет себя нерегулярно, проявляя периодичность в кривой сканирования по образцу при зондировании плоского образца никеля тонким (0 I мм ) пучком поляризованных нейтронов. Было высказано предположение, что это явление связано с прецессией Р в магнитном поле образца. В таком случае структурность кривой сканирования Р(х) вдоль направления х выявляет крупномасштабную неоднородность намагниченности образца ниже Тс.
С появлением трехмерного анализа поляризации этот эксперимент был повторен. Гипотеза прецессии поляризации в отдельных квазиоднородных образованиях подтвердилась . На образцах же-лезо-иттриевого граната в форме дисков толщиной Змм в интервале 1° ниже Тс была обнаружена неоднородная намагниченность в виде рыхлых доменов с толщиной стенки, сравнимой с размером домена и толщиной образца. Намагниченность "завихрилась" таким образом, что замыкалась в пределах образца. При понижении температуры наступала полная деполяризация пучка, свидетельствующая об измельчении магнитной структуры и переходе к обычным доменам микроскопических размеров. Наблюдаемое состояние намагниченности является промежуточным между магнитными флуктуациями выше Т и стабильной доменной структурой ферромагнитной фазы. Это состояние является следствием малости спонтанного магнитного момента и кристаллографической анизотропии, когда определяющую роль играет форма образца.
В измерениях спектра зависящей от Рв части сечения, выполненных с помощью время-пролетной корреляционной методики с использованием псевдослучайной модуляции поляризации, были проверены свойства четности B(cj,,co) по to Ьчщ Эти измерения позволили продемонстрировать работоспособность корреляционной методики для непосредственного изучения динамики тройных корреляций и дали результаты, хорошо согласующиеся с теоретическими представлениями / 4»1эу/. Кроме того, ниже Т они продемонстриро - 32 вали возможность практически полного разделения сечений с испусканием и поглощением магнонов варьированием угла Ч и возможность определения характеристической энергии магнонного спектра в условиях плохого энергетического разрешения 63 ,
Однако основной физический результат для тройных корреляций получен с помощью интегральных по U) измерений эффектов асимметрии рассеяния поляризованных нейтронов в Fe выше Тс в слабом магнитном поле. Этот результат состоит в определении температурной зависимости амплитуды взаимодействия трех критических флуктуации (трехспиновой динамической вершинной части) в том случае, когда две из них обладают импульсами (}, и - CJ, , а импульс третьей равен нулю. Как было уже отмечено выше, парная корреляционная функция в области fy с ІХ ) » 4 от температуры зависит слабо и существенно изменяется с Т лишь при Q Rc0c) 4z \ . Поведение статических многочастичных корреляторов определяется известным принципом слияния корреляций (или, иначе, алгеброй флуктуирующих величин) Полякова - Каданова . Согласно , импульсная зависимость амплитуды взаимодействия критических флуктуации с сильно различающимися импульсами факторизуется. Это означает, в частности, что если один или несколько из импульсов флуктуации удовлетворяют условию QKt(i:)« \ (щщ равны нулю), то многочастичные вершины являются степенными функциями Т .
Соответствующие показатели степени Т определены в "4 . Следует отметить, что выводы теории до настоящего времени проверены не были, т.к. не существовало прямых методов для такой проверки. В работе было высказано предположение, что критическая факторизация импульсной и температурной зависимостей вершин может происходить и в теории динамического подобия. Иными слова - 33 ми, нечетные спиновые вершины, например тройные, не существующие в статическом случае, могут удовлетворять принципу слияния корреляций, если входящие в них частоты не равны нулю. В была высказана гипотеза, что индекс факторизации тройной динамической спиновой вершины, скорее всего, тот же, что и для статических вершин. Результаты эксперимента , приведенные в обсуждаемой главе диссертации, подтверждают справедливость этой гипотезы. В результате эксперимента выяснилось, что в области Q RcCc)»4 трехспиновый коррелятор с ростом Т убывает как Т , где х в = 0,67+0,07 в хорошем согласии с теоретическим значением показателя в статическом случае: х 2/3.
Рассмотренные выше эффекты асимметрии обусловлены тройными корреляциями только в области слабых полей. Экспериментально эта область определялась линейностью зависимости эффектов от Н . Однако, значительный интерес представляют также и измерения, выполненные в широкой области изменения Н , поскольку вопрос о критических явлениях в ферромагнетиках во внешнем магнитном поле до настоящего времени в нейтронных экспериментах практически не исследовался. Теоретически критическая динамика при наличии магнитного поля была рассмотрена в работе . Основные выводы этой теории для эффектов асимметрии рассеяния согласуются с нашими данными . В частности, зависимость от t напряженности критического поля Н к °° Т 5 , при которой нарушалась линейность эффектов по Н , хорошо согласуется с наблюдаемой на эксперименте: Н к « 6-ioP Т м °Л Э .
Определенная нами величина Н к имеет смысл границы областей сильного и слабого полей. В первом случае влияние магнитного поля на спиновые корреляции может рассматриваться как малое воз - 34 мущение. В сильных полях Н Н к » наоборот, влияние поля становится определяющим и, например, корреляционный радиус Rc перестает зависеть от t и при Н » Н к становится функцией поля: Rt = CL (5 М Ч /тс ) (см., например, ), где g JU, -магнитный момент атома. Очень наглядно критерий слабого поля выводится из следующих простых соображений . Поле можно считать слабым до тех пор, пока энергия критических флуктуации в нем, т.е. величина порядка M(Rc)H J RcH , где X -магнитная восприимчивость, мала по сравнению с температурой Т (или Тс , т.к. Т« ъТс). Отсюда следует, что Нк Тс (atd) 2 Т 5/з . Определенные в нашем эксперименте значения Н к соответствуют энергиям критических флуктуации в поле порядка 10 10" эВ.
Отметим, наконец, еще одну важную проблему, решение которой стало возможным методикой исследования тройных корреляций по измерению асимметрии критического рассеяния нейтронов. Как уже отмечалось, тройные спиновые корреляции - явление чисто динамическое. При (0=0 они исчезают. Поэтому связанные с их существованием эффекты асимметрии весьма чувствительны к характеру спиновой динамики и могут быть использованы, в частности, для получения информации о типе дипольной динамики ферромагнетиков. Как отмечалось выше, дипольные силы определяют динамическое поведение критических флуктуации, если 43!х(о ,Т) » 4 , т.е. в так называемой дипольной области: О Q 0 , ЗЄ Q 0 , где характерный дипольный импульс 0 определяется из условия настоящее время существуют два варианта дипольной динамики. Согласно одному из них - варианту обычной, или "мягкой" динамики, характерная энергия критических флуктуации имеет вид .fid™ Тс (cj, а) ( о1 ) • Более полная тео - 35 рия , учитывающая перерассеяние флуктуации, кроме варианта "мягкой" динамики, в асимптотических условиях 2Є « cj, С), „ предсказывает более жесткий спектр флуктуации с видом энергии Д Тс (QCL)(Qoa)3 2 - вариант "жесткой" динамики. Существующие эксперименты пока не в состоянии внести ясность в этот вопрос. Между тем, как показано в работе , угловая зависимость эффектов асимметрии в значительной мере определяется импульсной зависимостью ІІ Сср . В частности, для "жесткого" варианта величина Ps(k8) , согласно должна иметь минимум при к В (),0 . В наших экспериментах такой минимум был действительно обнаружен, что может считаться сильным аргументом в пользу справедливости варианта "жесткой" дипольной динамики.
Таким образом, в результате проведенных исследований асимметрии критического рассеяния создан метод, впервые позволяющий изучение спиновых корреляций высших порядков. На реакторе средней мощности изучены основные доступные эффекты тройных корреляций и показана принципиальная возможность их детального исследования в асимптотических пределах.
В Заключении сформулированы основные выводы из проведенных исследований, в результате которых созданы методика и техника трехмерного поляризационного анализа, проведены исследования статических и динамических явлений в ферромагнетике, экспериментально обнаружены эффекты спиновой и лево-правой асимметрии критического рассеяния, развита методика и проведены исследования динамики трехспиновых корреляций в ферромагнетике и критической динамики в поле.
Одно из направлений исследования критических явлений связа - 36 но с использованием методики трехмерного анализа поляризации рассеянных нейтронов. С её помощью обнаружена анизотропия деполяризации нейтронного пучка изотропными магнетиками, исследовано состояние намагниченности в ферромагнитной фазе вблизи Тс, получены статические и динамические критические индексы для железа, найдено отличие динамического формфактора от функции Лоренца и впервые сделана попытка исследования функции динамического подобия в высокочастотном пределе U) » 51() . Было показано, что в аморфных сплавах выше TQ корреляционный радиус ведет себя так же, как и в кристаллических магнетиках.
Другое направление исследований связано с обнаружением возможности изучения тройных спиновых корреляций по асимметрии критического рассеяния. Проведено исследование трехспиновой динамики в железе, сделана проверка следствий гипотезы динамического подобия в применении к тройным взаимодействиям. Получены энергетические спектры тройных корреляций и показана перспективность дифференциального исследования спин-зависимой части сечения критического рассеяния для изучения тройных корреляций выше Тс и спиновых волн ниже Тс .
К защите представляются следующие основные положения.
1. Создана и внедрена в практику физического эксперимента методика векторного анализа поляризации , позволяющая задавать направление вектора поляризации падающих нейтронов и измерять все три компоненты поляризации рассеянных нейтронов. На основе этой методики созданы две установки малоуглового рассеяния поляризованных нейтронов - поляриметры "Вектор-З" и "Вектор-Ю".
2. Экспериментально обнаружено новое физическое явление -анизотропия деполяризации нейтронного пучка на магнитно изотроп - 37 ных ненамагниченных ферромагнетиках.
3. Обнаружена крупномасштабная неоднородность намагниченности в самом начале её возникновения в ферромагнитной фазе вблизи точки Кюри.
4. Создана новая методика исследования спиновой динамики ферромагнетиков на основе изучения компонент вектора поляризации рассеянных нейтронов, позволяющая корректно учитывать фон немагнитного рассеяния и исследовать области переданных энергий и импульсов, недоступные традиционной спектрометрии.
5. Экспериментально установлено отличие динамического форм-фактора от функции Лоренца в высокочастотном пределе, показана принципиальная возможность экспериментального исследования асимптотических свойств функции Грина ферромагнетиков.
6. Экспериментально обнаружены эффекты угловой и спиновой асимметрии рассеяния поляризованных нейтронов в ненамагниченных и намагниченных образцах, обусловленные тройными динамическими корреляциями спинов. Таким образом, впервые в эксперименте наблюдались корреляции более высокого порядка, чем обычно исследуемые парные корреляции.
7. Исследованы тройные спиновые корреляции в железе выше точки Кюри как в нулевом магнитном поле, так и в широком диапазоне полей, а также температур и переданных импульсов. Получены нечетные по энергии спектры тройных корреляций; экспериментально найдено критическое поле, выше которого динамика целиком определяется полем; установлено, что критическая дипольная динамика в железе является "жесткой"; подтверждена гипотеза факторизации импульсной зависимости тройных динамических вершин при больших переданных импульсах.
Эксперименты были проведены в основном на реакторе ЛИЯФ АН СССР и частично - на реакторе Института Лауэ - Ланжевена (ИЛЛ, Гренобль, Франция). Все эксперименты выполнены непосредственно диссертантом в соавторстве с сотрудниками ЛИЯФ, ИЛЛ, ИПС ЦНЙИЧМ им.И.П.Бардина и Болгарской АН.
Основные результаты исследований докладывались автором на УІ Всесоюзном совещании по использованию рассеяния нейтронов в исследованиях по физике твердого тела (Свердловск, 1977), на Всесоюзных конференциях по физике магнитных явлений (Баку , 1975; Донецк, 1977; Харьков, 1979), на Всесоюзном симпозиуме по фазовым переходам и критическим явлениям (Новосибирск, 1977 ), на Ш Международной школе по нейтронной физике (Алушта, 1978), на Международном рабочем совещании по дифракции поляризованных нейтронов (Сверк, Польша, 1974 ), на Международной конференции по использованию рассеяния поляризованных нейтронов в химии и физике твердого тела (Гренобль, Франция, 1982), на УІ Международной школе по ядерной физике, нейтронной физике и ядерной энергетике (Варна, Болгария, 1983), на Нейтронных комитетах Лаборатории нейтронной физики ОИЯИ (Дубна, 1976, 1979) и на семинарах ЛИЯФ АН СССР, опубликованы в журналах ЮТФ /34,61,71/ Письма в ЮТф /40, 62, 66 / УФН /72/, ЖЮ /Зб/, Phys. Lett. /47,57/ Nucl# instr. Meth. /37,73/ Soiid State Comm. /29/, Изв. АН СССР /74/, J. Physique /75-77/ в препринтах ЛИЯФ /28,38,50,78,79/ в отчетах ИЛЛ № Q°/ и защищены авторскими свидетельствами / t »f /#
Описание метода векторного анализа поляризации медленных нейтронов
Таким образом, обнаруженные эффекты спиновой и право-левой асимметрии рассеяния нейтронов, поляризованных перпендикулярно плоскости рассеяния, позволяют, в принципе, исследовать тройные спиновые корреляции. Однако полученное максимальное значение А(Э) не превышало 2 10 . Поэтому достигнутой в эксперименте статистической точности оказалось недостаточно для детального сравнения экспериментальных данных с теорией. Продолжение этих опытов, по-видимому, возможно только на высокопоточных реакторах.
В заключительной шестой главе диссертации описан другой , более реалистический способ экспериментального исследования тройных динамических спиновых корреляций, который лег в основу исследования критической спиновой динамики в присутствии магнитного поля. Этот способ был найден при изучении рассеяния нейтронов в ферромагнетиках выше Тс, помещенных в слабое магнитное поле у . Здесь были обнаружены эффекты спиновой и угловой асимметрии рассеяния, если поле Н и начальная поляризация Р0 лежали в плоскости рассеяния под некоторым углом к оси падающего пучка. Как было показано в , в этой геометрии сечение рассеяния нейтронов, поляризованных вдоль Н , отличается от сечения с поляризацией Р0 , направленной против Н . Кроме того, зависящая от Р0 часть сечения содержит как четную, так и нечетную по 8 составляющие. Чтобы пояснить причину эффектов» напомним, что дважды дифференциальное сечение рассеяния поляризованных нейтронов в ферромагнетике в слабом магнитном поле имеет вид :
Здесь первое слагаемое описывает сечение рассеяния при Н = 0, а второе является линейным членом разложения сечения в степенной ряд по Н в слабом поле. В работе показано, что функция В (с»,(А)) пропорциональна трехспиновому коррелятору. Из приведенной формулы сразу видна поляризационная асимметрия сечения, связанная со знаком Р0 . Угловая асимметрия определяется угловым фактором (е Н ) (ё Р0) . Этот фактор встречается в сечении рассеяния нейтронов на спиновых волнах (см., например, ), однако при его анализе никогда не обращалось внимание на его свойства, открывающие новые экспериментальные возможности. Действительно, если ось Z направить вдоль начального импульса к , а ось у - перпендикулярно к в плоскости рассеяния, то угловой фактор можно записать в виде:
Отсюда видно, что линейный по Є у,г член может дать вклад в сечениє (10), если Hz и Р02 отличны от нуля, т.е. если Н и Р0 направлены под некоторым углом vf / 0 к оси u , и этот вклад нечетен по Єу и 6г .
Согласно формуле (5) , при 8 і и со Е 6и = видно, что первые два слагаемых в (II) четны по 9 и со , а третье - нечетно. Из общих свойств тройных спиновых корреляций следует /% тлю функция В(а,бо) при Q (со) = coast нечетна по 60 . Тогда, очевидно, в главном приближении по 8 1 в интеграл по всем СО дает вклад лишь третий член из (II), и пропорциональная Р„ часть сечения будет нечетной по 9 . Четная же по 6 составляющая в этом слагаемом проявится, если для
С (со) из формулы (5) и для Q (со) в выражении В (а ,со) учесть следующие порядки разложения по ьу , и поэтому она мала. Все отмеченные здесь симметрийные особенности сечения наблюдались экспериментально и отражены в заключительной главе диссертации. Поляризационные эффекты, асимметричный ( РА) и симметричный ( Р& ) по 8 » в интегральных по со сечениях возникали при отличном от нуля угле Ч между Н и у и достигали от полного сечения рассеяния.
В измерениях спектра зависящей от Рв части сечения, выполненных с помощью время-пролетной корреляционной методики с использованием псевдослучайной модуляции поляризации, были проверены свойства четности B(cj,,co) по to Ьчщ Эти измерения позволили продемонстрировать работоспособность корреляционной методики для непосредственного изучения динамики тройных корреляций и дали результаты, хорошо согласующиеся с теоретическими представлениями / 4»1эу/. Кроме того, ниже Т они продемонстриро - 32 вали возможность практически полного разделения сечений с испусканием и поглощением магнонов варьированием угла Ч и возможность определения характеристической энергии магнонного спектра в условиях плохого энергетического разрешения 63 ,
Однако основной физический результат для тройных корреляций получен с помощью интегральных по U) измерений эффектов асимметрии рассеяния поляризованных нейтронов в Fe выше Тс в слабом магнитном поле. Этот результат состоит в определении температурной зависимости амплитуды взаимодействия трех критических флуктуации (трехспиновой динамической вершинной части) в том случае, когда две из них обладают импульсами (}, и - CJ, , а импульс третьей равен нулю. Как было уже отмечено выше, парная корреляционная функция в области fy с ІХ ) » 4 от температуры зависит слабо и существенно изменяется с Т лишь при Q Rc0c) 4z \ . Поведение статических многочастичных корреляторов определяется известным принципом слияния корреляций (или, иначе, алгеброй флуктуирующих величин) Полякова - Каданова . Согласно , импульсная зависимость амплитуды взаимодействия критических флуктуации с сильно различающимися импульсами факторизуется. Это означает, в частности, что если один или несколько из импульсов флуктуации удовлетворяют условию QKt(i:)« \ (щщ равны нулю), то многочастичные вершины являются степенными функциями Т .
Исследование спонтанной намагниченности Ms вблизи ТС
Эффективное использование трехмерного анализа поляризации возможно только в том случае, если весь комплекс экспериментального оборудования оптимизирован на решение определенной задачи. Поэтому при подготовке наших исследований в первую очередь было обращено внимание на совершенствование поляризующей техники и создание соответствующим образом оптимизированных установок малоуглового рассеяния. У экспериментаторов существует мнение, что
о исследования с холодными ( Л 3 А) нейтронами возможно проводить только при наличии на реакторе охлаждаемого источника холодных нейтронов (ИХН), Эффективность использования ИХН бесспорна, однако множество экспериментов по малоугловому рассеянию может быть поставлено на реакторах средней мощности и без ИХН, Некая "боязнь" экспериментаторов как холодных нейтронов вообще , так и поляризованных в особенности и отсутствие эффективной техники их получения, возможно, являются одной из причин относительно медленного развития экспериментов с поляризованными нейтронами. Это относится к большинству реакторов в СССР и за рубежом. Так, например, лучшие установки малоуглового рассеяния (БІІ и Б 17) в ИМ (Гренобль, Франция) даже не оборудованы поляризованными пучками. А преимущества поляризованных нейтронов очевидны не только для исследования магнетиков. Например, после создания поляризующих нейтроноводов в ЛИЯФ здесь начался новый цикл исследований несохранения пространственной четности в ядерных реакциях и при делении ядер 90 .
В этой главе кратко рассмотрены принципы создания установок малоуглового рассеяния, описано разработанное нами поляризующее зеркало и созданный на его основе нейтроновод .Приведены также конструкция, параметры и описание отдельных узлов установок "Вектор-3" /3?/ и "Вектор-Ю" Л
Приоритет в создании описанной здесь техники зафиксирован авторским свидетельством (в соавторстве с Г.М.Драбкиным и А.Ф.Щебетовым) и публикациями /7І» »УІ/. Спектр нейтронов из реактора близок к максвелловскому распределению по скоростям и резко спадает с увеличением длины волны нейтронов. В нейтронографии кристаллов эффективно использует о ся область максимума спектра с длиной волны ( -А I А), сравнимой с межатомными расстояниями в кристалле. Для исследования неоднородно стей с радиусом Rc в десятки и сотни ангстрем из-за малости переданного импульса ty кб /Rc требуется вести измерения или на очень малых углах 6 - /( или увеличивать длину волны h и работать на малоинтенсивном участке спектра. К счастью, спектр нейтронов в реакторе сформирован в результате термализации нейтронов в замедлителе реактора и, согласно теореме Лиувилля у , число нейтронов в фазовом объеме AXj &kj (где Xj и kj - координата и импульс \ -того нейтрона) сохраняется. В конечном счете нас интересует не Л , а переданный при рассеянии импульс О . Это позволяет записать выражение для интенсивности рассеянных на образце нейтронов с передачей импульса ЇЇ таким образом» что в него не войдет зависимость от спектра падающих нейтронов, 5 - площадь образца, - коэффициент пропускания образца , d - его толщина, -га (с ) - дифференциальное сечение рассеяния, А 5 и А( - характеристики импульсного разрежения для падающих и рассеянных нейтронов.
Из выражения (2.1) видно, что интенсивность на детекторе определяется лишь величиной требуемого разрешения (А ( 9 A Q ) по переданному импульсу. Это позволяет использовать длинноволновые нейтроны, несмотря на их малую долю в спектре реактора. Ниже будут описаны две стационарные установки для изучения малоуглового рассеяния на пучках о Л =3 А и Л 10 А. На обеих установках интенсивность на детекторе для одинаковых К 6 получена одного порядка. Это определяется оптимально выбранными условиями формирования падающего пучка и детектирования рассеянных нейтронов.
Угловая расходимость пучка определяется как соотношением между поперечным размером пучка и расстояниями L L (источник нейтронов - образец) и Li (образец-детектор), так и угловым уширением элементов установки (поляризатор, анализатор и пр.). Использование монокристаллов в качестве поляризаторов ограничи вает возможности оптимизации интенсивности на детекторе для выбранного значения А (к 6) . К тому же, монокристаллы, как правило, имеют малый коэффициент отражения. Поэтому в качестве поляризаторов и анализаторов нами был выбран вариант использования поляризующих зеркал. Зеркала имеют коэффициент отражения близкий к 100% и практически не уширяют пучок, дают возможность управлять угловой расходимостью пучка и при необходимости проводить его на большие расстояния практически без потери (нейтроноводы) Широкий спектр нейтронов в отраженном от зеркала пучке, ухудшая импульсное разрешение, обеспечивает высокую интенсивность, что важно для реакторов средней мощности, каким является ВВР-М, и для тех задач, которые принципиально не могут быть решены на малой интенсивности.
Специфические возможности обработки данных и экспериментальная проверка метода
Известно, что при низких температурах намагниченность в массивном образце не является однородной. Минимуму энергии соответствует состояние, когда образец разбит на домены с разной ориентацией намагниченности, так что магнитный момент образца в целом равен нулю. Спонтанный магнитный момент образуется в Т и возрастает с понижением температуры. Естественно, возникает вопрос, при каких температурах ниже Тс происходит разрушение спонтанного момента и ферромагнетик разбивается на домены, имеется ли область температур, в которой образец намагничен однородно, какова доменная структура образца в ферромагнитной фазе. Поляризованные нейтроны предоставляют уникальную возможность изучения доменной структуры в объеме массивных образцов. Еще в 1941 году Халперном и Холштейном была выведена формула для деполяризации нейтронов при прохождении через многодоменный образец, которая позволяет извлекать из данных эксперимента произведение среднего размера доменов на квадрат намагниченности в них. На этой формуле основывались все последующие эксперименты по деполяризации нейтронов (например /-1-0 - /) # Однако в 1972 году Малеев и Рубан обратили внимание на то, что формула Халперна и Холштейна является приближенной, и получили более точное выражение для деполяризации нейтронного пучка, откуда следовала анизотропия деполяризации на изотропных магнитных неоднородностях. Экспериментальная проверка этих выводов была нами проведена в первых измерениях с трехмерным анализом поляризации . Поставленный эксперимент не был исследованием конкретного магнитного материала. Он является основополагающим опытом по деполяризации нейтронов на магнитных неоднородностях, результаты которого легли в основу метода проверки магнетиков на изотропность при различных исследованиях Z »4 / и нового метода исследования текстуры маг шшш, MenMmeownB /Ю4,Ю5/ нитных материалов.
Вопрос о доменной структуре магнетиков вблизи Тс теоретически не решен. Подробное обсуждение этой проблемы было недавно проведено в лекции Барьяхтара и Иванова . Процесс доменооб-разования при конечной величине спонтанной намагниченности Ms должен сопровождаться фазовым переходом первого рода. Однако в точке Кюри М s = 0, и вопрос о том, возникают ли домены сразу с ростом Ms или только после достижения некоторой величины Ms 0 и каковы параметры доменной структуры в этих условиях, остается открытым. Магнитными методами этот вопрос не может быть решен из-за слабой чувствительности к исчезающе малому спонтанному магнитному моменту образца. С другой стороны, в некоторых экспериментах /- -- / было замечено, что критический индекс теории подобия Jb для температурной зависимости М$ ПИ изменяется по величине вблизи Т , и этот факт не находит объяснения. Все эти вопросы делают актуальным исследование спонтанной намагниченности вблизи Тс методикой поляризованных нейтронов. В описанном ниже эксперименте , проведенном на поляриметре "Вектор-3", было обнаружено новое состояние намагниченности образца, промежуточное между многодоменным и однородным, которое, по-видимому, может объяснить аномалию критического индекса fl вблизи Тс и представляет интерес для теоретических исследований намагниченности в ферромагнитной фазе вблизи Т .
При прохождении пучка поляризованных нейтронов через ферромагнитный образец, состоящий из множества доменов, возникает деполяризация пучка. Для количественного описания деполяризации обычно исходят из рассмотрения отклонения нейтронных спинов в результате прецессии вокруг поля В І 1-го домена на угол (формула (1.4)), где d -размер домена, V -скорость нейтрона. В предположении, что индукция В постоянна по всему объему домена, а векторы индукции в разных доменах направлены хаотически и что спин нейтрона при прохождении через домен испытывает малый поворот Ч\ \ , Халперном и Холштей-ном была получена формула для деполяризации:
Суммирование в (3.1) проводится по всем доменам L вдоль траектории нейтрона в образце. Заметим, что т.к. магнитные домены в образце соприкасаются друг с другом, то сумма размеров доменов вдоль пучка равна толщине образца L , и тогда формула (3.1) определяет связь поляризации прошедшего пучка со средним фактором В d для параметров доменной структуры.
В работе Малеева и Рубана эффект деполяризации нейтронов был рассмотрен как результат рассеяния поляризованных нейтронов на предельно малые углы. Действительно, импульс нейтрона, попавшего в домен, имеет квантовомеханическую неопределенность порядка ri d , где d - размер домена, и нейтрон рассеивается на угол 8 (ксО . При этом, т.к. поляризация нейтронов, рассеянных на изотропных магнитных неоднородностях, связана с поляризацией падающего пучка через вектор рассеяния
Экспериментальное обнаружение асимметрии критического рассеяния поляризованных нейтронов в магнитном поле
Результат таких вычислений fn по fy при І Ф j показан на рис.З.Зд. Видно, что для большей части образца mj I , что говорит о существенной неоднородности поля по толщине образца. Однако есть участок образца протяженностью около Змм (у =2 4), где гн отличается от единицы на 10%. Это уже не столь большое отличие, и на этом участке образца поле можно считать в значительной степени однородным. Эффективное поле Вэ на этом участке равно 30 Гс, а вектор поля m лежит в плоскости образца (его компоненты mL показаны на рис. 3.3д ) Для остальной части образца можно сказать только, что наблюдается неоднородность В во всех направлениях, в том числе и по толщине образца. Для координаты у « б мм можно качественно понять структурность по толщине образца. Здесь для двух взаимно перпендикулярных начальных векторов fox и Hz наблюдается практически полное отсутствие поворота. Исключая значения f , кратные 2. Ті такой факт можно объяснить только структурой с противоположным направлением fri в первой и второй половинах образца по толщине, когда соответственно набирается фаза 1 и 2. = - 1 (как в спин-эхо спектрометре). Конечно, обе половинки образца не полностью эквивалентны, т.к. результирующий поворот для случая Rty отличен от нуля.
В целом состояние намагниченности вблизи Т можно представить в виде доменной стенки, растянутой на миллиметровые размеры во всех направлениях. Это состояние появляется сразу при возникновении спонтанной намагниченности и предшествует обычной доменной структуре, которая формируется при дальнейшем понижении Т. В образцах Y3 гЄ 5 "12 такое состояние намагниченности наблюдается в интервале Тс-Т - 2,5, для никеля Тс-Т «1 + 1,5, а для железа этот интервал, по-видимому, настолько мал, что его трудно заметить в эксперименте. Теории обнаруженного состояния намагниченности не существует. В работе Барьяхтара и Иванова (/iUt /, с.151) было показано, что такое состояние намагниченности в принципе возможно. Это следует из решения уравнений микромагнетизма при минимизации полной энергии магнитного образца. Качественно это можно видеть на примере оценки размеров междоменной стенки и доменов iiU . Минимуму магнитной энергии соответствует замыкание намагниченности внутри образца с образованием магнитных доменов с разным (в частности противоположным) направлением намагниченности. Переходной слой (стенка Блоха) между двумя доменами захватывает Л/а. атомных плоскостей, и в нем изменение направления магнитных моментов атомов происходит постепенно. Обменная энергия стремится выстроить все спины атомов параллельно и увеличить толщину стенки. Энергия кристаллографической анизотропии стремится уменьшить число тех направлений, которые не совпадают с направлением "легкого" намагничивания, в данном случае - с направлением намагниченности в соседних доменах. Минимум суммарной энергии (обменной и энергии анизотропии) приводит к определенному числу атомных плоскостей, формирующих междоменную стенку: где 1е - обменный интеграл, 5 - спин атома, Ка - константа анизотропии, & - постоянная решетки. Константа кристаллографической анизотропии (по крайней мере для кубических кристаллов , каковыми являются рассматриваемые здесь образцы) при приближении к Т стремится к нулю. Это должно приводить к неограниченному росту толщины междоменной стенки. Однако этот рост ограничивается размагничивающим фактором, связанным с формой образца и условием замкнутости намагниченности внутри образца. Иными словами, в этих условиях теряется различие между "доменом" и "стенкой". И то и другое здесь уместно определить термином "неоднородность" с плавным изменением направления намагниченности. При этом неоднородности по размерам сравнимы с толщиной образца и формируются его конфигурацией и размерами.
Что касается намагниченности Ms, то средний магнитный момент такой неоднородности (или образца в целом), естественно, будет меньше магнитного момента домена эквивалентного объема или образца при выстраивании всех доменов в относительно малом внешнем магнитном поле. Именно эта ситуация должна сказаться при исследовании температурной зависимости намагниченности Msfr)00! магнитными методами: вдали от Тс измеренная намагниченность MvT) равна М 5 Т , а вблизи TQ величина М (Т) , измеренная для всего образца, будет занижена по сравнению с локальным значением MST . Найденное в работах /№ - №/ ИЗМенение критического индекса Jb , по-видимому, отражает это явление. Действительно, изменение ft было найдено в Л/і iuy/ (fo = 0,50+0,02 для 4-КГ4 Т 9-10-3 и Jb =0,34+0,02 для для температурной области 7.10 5 Т І-КГ3 и но не наблюдается для Fe ( ) = = 0,389+0,005 во всей температурной области что находится в соответствии с нашими результатами.
Мы постарались оценить температурный ход намагниченности в YbFe50j2 методикой трехмерного анализа поляризации нейтронов в той части образца, где имеется наиболее однородное состояние намагниченности ( =2 4мм на рис.3.3).
