Содержание к диссертации
Введение
Глава I. ЭКСПЕРИМЕНГАЛЬШЙ КОМПЛЕКС ДНЯ ИССЛЕДОВАНИЯ ВЕЩЕСТВА МЮОНШМ МЕТОДОМ
1.1. Постановка экспериментов II
1.2. Электромагниты 16
1.3. Криостаты и измерение температуры
1.4. Регистрирующая аппаратура 5
1.5. Заключение 35
Глава 2. ЛОКАЛИЗАЦИЯ И ДИФФУЗИЯ МЮОНА В МЕТАЛЛАХ
2.1. Расчеты дипольной релаксации спина мюона, локализованного в кристалле 38
2.2. .Щшольная релаксация при диффузии мюона по кристаллу 43
2.3. Механизмы диффузии мюона 46
2.4. Экспериментальное изучение дипольной релаксации и диффузии мюона в металлах 52
2.4.1. Характеристики использованных металлов 52
2.4.2. Обработка экспериментальных результатов 56
2.4.3. Температурные зависимости скорости релаксации спина мюона 60
2.4.4. Зависимости скорости дипольной релаксации спина мюона от внешнего магнитного поля 80
2.5. Обсуждение полученных результатов 89
2.5.1. Деформация кристаллической решетки металла примесным мюоном 89
2.5.2. Механизмы диффузии мюона в металлах 89
2.5.3. Заключение 96
Глава 3. ИЗУЧЕНИЕ СВЕРХПРОВОДНИКОВ МЮОННЫМ МЕТОДОМ
3.1. Введение 98
3.2. Исследование промежуточного состояния в сверхпроводящем свинце 102
3.3. Исследование сверхпроводящего состояния в ниобии 106
3.4. Исследование сверхпроводящего состояния
Глава 4. МЮОННЫЙ МЕТОД ИЗУЧЕНИЯ ФЕРРОМАГНЕТИКОВ И МАГНИТШХ ФАЗОШХ ПЕРЕХОДОВ
4.1. Мюонный метод в ферромагнетиках I2S
4.1.1. Магнитное поле на мюоне в ферромагнетике 123
4.1.2. Экспериментальные результаты I26
4.1.3. Обсуждение полученных результатов 140
4.2. Изучение фазовых переходов в редкоземельных металлах 142
4.2.1. Мюонная прецессия в редкоземельных металлах ^42
4.2.2. Экспериментальные результаты 144
4.2.3. Обсуждение полученных результатов 153
Глава 5. АТОМ МЮОНИЯ В ВЕЩЕСТВЕ
5.1. Зависимость поляризации мюона от времени при образовании атома мюония в веществе 158
5.2. Точное определение частоты сверхтонкого расщепления атома мюония в кварце
5.3. Мюоний в полупроводниках 165
5.4. Сверхтонкие поля на мюоне в металлах 180
5.5. Заключение 182
ЗАКЛЮЧЕНИЕ 184
Приложение I. РАДИАЦИОННЫЕ ПОВРЕЖДЕНИЯ ВЕЩЕСТВА, ВОЗНИКАЮЩИЕ ПРИ ТОРМОЖЕНИИ МЮОНА 189
Приложение II. СРАВНЕНИЯ МЮОШЮГО МЕТОДА С ДРУГИМИ МЕТОДАМИ ИЗУЧЕНИЯ ТВЕРДОГО ТЕЛА 194
ЛИТЕРАТУРА 201
- Криостаты и измерение температуры
- Расчеты дипольной релаксации спина мюона, локализованного в кристалле
- Исследование промежуточного состояния в сверхпроводящем свинце
- Магнитное поле на мюоне в ферромагнетике
- Зависимость поляризации мюона от времени при образовании атома мюония в веществе
Криостаты и измерение температуры
В экспериментах использовались два типа криостатов - пенопластовые и вакуумные. Они изображены схематично на рис. 2, 4 . К криостатам для изучения свойств вещества мюонным методом предъявляется ряд специфических требований. Во-первых, количество материала в стенках криостата на пути мюонного пучка должно быть существенно меньше количества вещества мишени ( 5 г/см2). В противном случае мюоны, останавливающиеся в материале криостата, дадут существенный вклад в экспериментальные зависимости. Во-вторых, коллиматор Рь (рис.2) и сцинтилляторы 5,6 должны быть расположены на минимальном расстоянии от мишени. Расходимость пучка мюонов при торможении в замедлителях /7 приводит к тому, что с увеличением расстояния между коллиматором Рь и мишенью М уменьшается количество мюонов, попадающих в мишень, и увеличивается количество остановок в стенках криостата. Увеличение расстояния между мишенью М и сцинтиллятором 5 приводит к уменьшению телесного угла телескопа 56, регистрирующего позитроны fX - Є распада, т.е. к уменьшению антеноивности регистрации. В рабочих условиях расстояния от центра мишени до счетчиков 4 и 5 не превышали 30 мм. При увеличении расстояния между мишенью и сцинтиллятором 4 на 10 мм доля мюонов, останавливающихся в криостате возрастала вдвое. Смещение позитронного телескопа 56 на 10 мм приводило к уменьшению вдвое интенсивности регистрации. Ясно, что уменьшение размеров криостата по пучку и уменьшение толщины стенок ухудшают теплоизоляцию криостата. Поэтому были изготовлены и испытаны несколько типов криостатов, различающихся шириной, толщиной стенок и устройством внутренней камеры. Ниже описываются наиболее удачные конструкции, использованные затем в экспериментах.
Пенопластовые криостаты имели внешние размеры 45 (ширина) х х 160 (высота) х 1700 (длина) ышг. Размеры внутренней камеры, в которую устанавливалась мишень, были равны соответственно 20x120x120 мм3. Конструкция пенопластового криостата схематично изображена на рис. 2. Охлаждающий газ (гелий или азот) поступал во внутреннюю камеру, затем в пространство между внутренней камерой и внешней оболочкой и после этого выходил наружу. Такая конструкция получила название "криостата с двойным обдувом" и позволила достичь температуры ЮК при расходе гелия не более 12 л/час (по жидкости). Температура 4,2К достигалась при непрерывной подаче в криостат жидкого гелия с расходом 18 л/час. Суммарная толщина стенок пенопластового криостата не превышала 15 мм. Величина фона, т.е. относительное число iX -?е распадов, регистрируемых из стенок криостата, составляла 10$. Асимметрия мюонной прецессии в пенопласте составляла 0,04, т.е. - 14$ от характерного значения асимметрии в металле (0,3).
Конструкция вакуумного криостата схематично изображена на рис.4. Объем между внутренней камерой и внешней оболочкой криостата откачивался до давления . I0" 4 мм рт.ст. Охлаждающий газ по вакуумному трубопроводу поступал во внутреннюю камеру с мишенью. Внутренняя камера имела диаметр 100 мм и толщину 15 мм. Боковые стенки камеры были выполнены из бронзовой фольги толщиной 0,1 мм. Окна на внешней оболочке криостата были выполнены из майлара толщиной 0,15 мм. Величина фона вакуумного криостата составляла 1Ъ%, Асимметрия мюонной прецессии в веществе криостата - 0,2. Для one - 23 ративной смены мишеней в экспериментах использовались четыре пенопластовых и четыре вакуумных криостата.
Расчеты дипольной релаксации спина мюона, локализованного в кристалле
Дипольная релаксация lit) спина мюона, возникающая благодаря взаимодействию магнитного момента мюона с магнитными моментами ядер кристалла, рассчитывалась во многих работах. Расчеты выполнены либо для случая нулевого внешнего магнитного поля, либо для случая поперечного магнитного поля Н (первоначальное направление спина мюона ортогонально внешнему полю, позитроны М - &распада регистрируются вдоль первоначального направления спина мюона). Так как точный расчет зависимости Р(і,Н) для многочастичной задачи дипольной релаксации отсутствует, вычисления ведутся при различных упрощающих предположениях. Первые расчеты Pfi) были выполнены для нужд ЯМР, они подробно изложены в/41/. В этихработах были получены первые члены разложения Pfi) в ряд Тейлора в предположении, что Н Hd , где hid - дипольные магнитные поля, действующие в системе мюон - ядра кристаллической решетки (Н \ 1-Ю Э).
Исследование промежуточного состояния в сверхпроводящем свинце
Промежуточное состояние в сверхпроводнике I рода образуется при внешних магнитных полях Н2 Н А/ , где H&-//c-/Cs-2j , Э -коэффициент размагничивания образца. В промежуточном состоянии объем сверхпроводника разбивается на мелкие нормальные и сверхпроводящие области. Предполагается, что в нормальных областях 8и-Мс г% а относительный объем hH нормальной фазы линейно возрастает с увеличением магнитного поля: Образование промежуточного состояния было предсказано /74г-7б/ и экспериментально обнаружено на поверхности сверхпроводника с помощью висмутовых зондов /77/ и методом порошкового декодирования /78/. Мгаонный метод позволяет с высокой точностью измерять как величину, так и распределение магнитных полей в нормальных областях промежуточного состояния, причем не на поверхности, а в объеме металла.
В данной работе исследовано промежуточное состояние сверхпроводящего свинца. Образец был выполнен из поликристаллического материала в виде эллипсоида вращения диаметром 60 мм и толщиной 15 мм. В эксперименте большая ось эллипсоида была параллельна внешнему полю Н . Такому эллипсоиду отвечает размагничивающий фактор =0.15. Внешнее поле было направлено перпендикулярно импульсу мюонного пучка. Эксперимент проводился в режиме I при Т =4,3t0fIK. Величина внешнего магнитного поля изменялась в пределах Н =200-700 Э.
Магнитное поле на мюоне в ферромагнетике
Положительный мюон в ферромагнетике является "пробной" частицей с зарядом Z. =ч-1. Мюонным методом можно определить величину магнитного поля, действующего на такую частицу в ферромагнетике. Целью данного раздела является экспериментальное определение величины и направления сверхтонкого поля на примесной частице с і? =+1 в ферромагнетике.
Магнитное поле В на мюоне в ферромагнетике может быть представлено в виде суммы.
Здесь Н -внешнее магнитное поле, Вц -сверхтонкое магнитное поле, которое создают на мюоне поляризованные электроны ферромаг нетика. Основной вклад в величину В/г/ дают коллективизированные электроны проводимости. Сверхтонкое поле Bh{ можно записать в виде: _ В]ГІ-ГААЛ, {5з) где /30 - магнитный момент электрона, J?e и fe - соответственно поляризация и плотность волновой функции электронов на мюоне. Максимальное поле щ± 164 кгс достигается на мюоне в атоме мюония в вакууме. Значение &h{ практически не зависит от того, локализован мюон в решетке или диффундирует по кристаллу, т.к. время Т диффузии мюона из одной ячейки в другуюt. 10 10с (см. Гл.2), а время образования статической плотности электронов на мюоне не превышает I0 IS сек. Вшольное поле Bj можно представить как сумму двух полей.
Здесь Ду- І 3 тг/Ч + upaj/ч _ дипольное поле на мюоне от атомов, расположенных вне сферы Лоренца; М - вектор намагниченности; &/ / - размагничивающее поле, связанное с формой образца.
Дипольное поле на мюоне от атомов, находящихся внутри сфе-ры Лоренца. Величину // можно вычислить, зная место локализации мюона в кристаллической решетке и направления магнитных моментов окружающих атомов. Значение / , в отличие от всех других составляющих в (52), зависит от частоты диффузии мюона по кристаллу. Нетрудно оценить, что для мюона, локализованного в эле-ментарных ферромагнетиках, od - 10-20 кгс. Для интересующих нас ферромагнетиков - кобальта, железа и никеля, величины oj рассчитывались для полностью намагниченных поликристаллических образцов в работах /81,82/. Было показано, что в никеле Sj- , в железе 6с/ 19 кгс. Однако среднее значение &/ в железе, уоредненное для всех окта и тетрапор кристалла, равно нулю при всех направлениях вектора намагниченности. Равенство 8j -О означает, что поле щ в железе может влиять только на релакса цию спина мюона, но не дает вклада в наблюдаемую величину В , . В согласии с результатами работы /83/ мы будем считать, что мною в кобальте локализуется в октапоре, где щ = -213 гс /82/.
Мы предположим также, что в гадолинии oj -О . Величина макроскопического поля bj для интересующих нас ферромагнетиков равна 2-8 кгс.
Зависимость поляризации мюона от времени при образовании атома мюония в веществе
Зависимость от времени поляризации Р( Ь] мюона в атоме мюощяво внешнем поле Н описывается частотами ІАІІК переходов между состояниями мюония о различными квантовыми числами /96/.
Здесь hte и h u - массы электрона и мюона, и/0 - частота сверхтонкого расщепления атома мюония. В вакууме для мюония в 4S состоянии tOo/Ptf" = 4463 МГц. Величина си0 может быть охарактеризована сверхтонким полем Не ( Mfy%JUfo)9 создаваемым магнитным моментом мюона на электроне мюония. В вакууме в /S соотоянии.
В магнитном поле, ортогональном направлению первичной поляризации мюонов, зависимость Pft) имеет вид (направление регист -рации позитронов /U- e распада совпадает с направлением первичной поляризации мюонов).
При Н Мо , когда экспериментальное временное разрешение не позволяет регистрировать большие частоты 60 и и? , наблюдается прецессия о частотой U)- (мюониевая частота прецессии), примерно в сто раз большей частоты Ш прецессии спина свободного мюона.
Взаимодействия мюония со средой можно условно разделить на когерентные, приводящие к уменьшению величины to)о по оравнению о вакуумным значением, и некогерентные, вызывающие затухание мюон-ной поляризации. К последним относятся дипольные взаимодействия магнитного момента мюония о магнитными моментами ядер твердого тела, вступление мюония в химическую реакцию, обменные взаимодействия с электронами вещества. Скорость релаксации мюонного спина из-за дипольних взаимодействий о магнитными моментами ядер можно оценить, пользуясь результатами гл.2. Общая теория релаксации мюонного спина при образовании в веществе атома мюония была предложена В.Г.Босовым и М.В.Яковлевой /97/. В серии работ И.Г.Ивантера и В.П.Смил-ги (см.,например, /98/) были получены зависимости /%/ при образовании атома мюония для практически всех экспериментальных ситуаций. Зависимость Р[) в этой теории определяется частотой V опрокидывания спина электрона мюония при взаимодействиях с электронами вещества, временем t вступления мюония в химическую реакцию с образованием диамагнитного соединения, величиной Ш0 сверхтонкого расщепления, значением И внешнего магнитного поля. В общем случае выражение для.л (і, / % k М ) очень громоздко. Мы приведем здесь зависимости P&J в интересующем нас случае, когда внешнее магнитное поле коллинеарно направлению первичной поляризации мюонов.
В продольных магнитных полях величина остаточной поляризации мюона на временах - много больших 2Г записывается в виде:
