WWW.DISSERS.RU

БЕСПЛАТНАЯ ЭЛЕКТРОННАЯ БИБЛИОТЕКА

загрузка...
   Добро пожаловать!

Pages:     | 1 || 3 |

Результаты, представленные в работе, докладывались на семинарах в отделе нейтронных исследований конденсированных сред Лаборатории нейтронной физики им. И.М. Франка Объединенного института ядерных исследований, а также на международных и российских конференциях и школах:

1. Germany-JINR User Meeting 2004 (JINR, Dubna, Russia) 2. 8th Surface X–Rays and Neutron Scattering conference (Bad Honnef, Germany) 3. NMI3 meeting, Saclay, France 4. Reflectometry, Off–specular, GISANS 2005 (Villigen, Switzerland) 5. 13m Journes de la Diffusion Neutronique / European School on Neutron Scattering (JDN13, June 2005, Anglet, France) 6. International Conference on Neutron Scattering 2005 ( Sydney, Australia) 7. Joint ILL-ESRF-EMBL PhD Student conference (2006, Grenoble, France) 8. European Workshop on Neutron Optics 2007 (Villigen, Switzerland) 9. VI Национальная конференция по применению рентгеновского, синхротронного излучений, нейтронов и электронов для исследования материалов (РСНЭ 2007, Москва) Личный вклад автора Автор участвовал во всех экспериментах, результаты которых включены в диссертацию, а так же в получении и обсуждении научных результатов, в развитии методики проведения эксперимента и обработке данных. Все экспериментальные данные, представленные в работе, обработаны автором.

Автор лично представлял результаты работы на международных конференциях со стендовыми и устными докладами.

Структура и объём работы Диссертация состоит из введения, четырех глав и заключения. Работа изложена на 85 страницах, включая 33 рисунка и 110 наименований литературы.

СОДЕРЖАНИЕ РАБОТЫ

Во введении обосновывается актуальность темы диссертационной работы, сформулированы цели и задачи исследования, а также результаты, выносимые на защиту. Даётся характеристика научной новизны и практической ценности полученных результатов. Кратко изложена структура и содержание диссертации.

Первая глава диссертации носит обзорный характер. В ней детально рассмотрены существующие методы, основанные на использовании ларморовской прецессии (SESANS, SESAME, SERGIS) в комбинации с традиционными методами рассеяния нейтронов. В главе дан подробный анализ литературы, в которой опубликованы результаты экспериментов по комбинации нейтронного спин–эхо и рефлектометрии; в главе представлен исчерпывающий анализ существующих методов, отмечены их основные достоинства и недостатки, нерешенные до сих пор вопросы, которые, в конечном итоге, определили задачи диссертации.

Вторая глава посвящена описанию метода УКЛП нейтронных монохроматических пучков высокой расходимости [A1]. Дается краткое описание установки спин–эхо, впервые используемой для комбинации нейтронной рефлектометрии и спин–эхо. Эта установка является основой для реализации метода УКЛП. Новый метод основан на использовании резонансных флипперов, применяемых в резонансном нейтронном спин–эхо.

Рис.1. Схема спин–эхо установки ZETA на спектрометре IN3 (Институт Лауэ-Ланжевена, Гренобль, Франция) в геометрии рефлектометрии. Li, Lf, Lfy, Lfr – траектории пролета нейтронов между бутстрап–катушками в первом и втором плечах спин–эхо (ПСЭ) для падающего, прошедшего, диффузно рассеянного и отраженного пучков, соответственно. Длина спин–эхо определяется как SE = Lfr - Li. Во вставке изображена геометрия рассеяния нейтронов: ki, kf – начальный и конечный волновые вектора нейтронов, рi, рf – компоненты векторов ki и kf, перпендикулярные поверхности образца, Qz – вектор переданного импульса Основной принцип предлагаемого метода может быть описан при помощи схемы, изображенной на рис. 1.

Монохроматический пучок поляризованных нейтронов проходит через первое плечо спин–эхо (ПСЭ), состоящее из двух бутстрап–катушек, расположенных на расстоянии Li друг от друга (рис. 1). На длине траектории Li 2BLi спин нейтрона набирает фазу, согласно формуле = ( = 2.916 КГц/Гс), v где В – величина магнитного поля, v – скорость нейтронов. При зеркальном отражении от образца пучок нейтронов проходит через второе ПСЭ вдоль траектории Lfr, где прецессия спина нейтрона происходит в обратную сторону.

Если энергия нейтронов и направление поляризации остались неизменны после отражения от образца, то исходная поляризация будет восстановлена благодаря симметрии магнитного поля в первом и втором ПСЭ и одинаковой длине траекторий Li и Lfr (условие спин–эхо). При наличии рассеяния на образце (например, диффузного рассеяния) траектория нейтрона во втором ПСЭ будет отличаться от траектории Lfr, соответственно спин нейтрона наберет меньшую или большую фазы по сравнению с фазой в первом ПСЭ, определяемой длиной траектории Li, что приведет к падению поляризации. На рис. 1 в качестве примера показаны три характерные траектории Lf, Lfy и Lfr, обозначающие траектории нейтронов между «бутстрап» катушками во втором ПСЭ для прямого, диффузно рассеянного и отраженного пучков, соответственно. Изменение длин траекторий Lf, Lfy и Lfr можно производить одновременно при помощи регулировки положения второй катушки во втором ПСЭ.

В общем случае, при рассмотрении непрерывного набора различных траекторий во втором ПСЭ, которые соответствуют различным величинам перпендикулярной поверхности образца компоненты pf конечного волнового вектора нейтрона (вставка на рис.1), значения поляризации пучка могут быть представлены двумерной функцией косинуса разностей фаз, набранных на различных траекториях во втором ПСЭ и траектории Li в первом ПСЭ (рис. 2).

Косинус разности фаз представлен как функция, зависящая от длины спин–эхо SE; величина SE варьируется при помощи положения второй бутстрап– катушки во втором ПСЭ (рис.1).

Рис. 2. Двумерный косинус, описывающий угловое кодирование нейтронного пучка, как функция pf и положения второй катушки, или длины спин–эхо SE. При расчетах использовались значения = 2.44, = 30o, Li = 550 мм. Значение pf = 0 соответствует горизонту, совпадающему с поверхностью образца. Рис. 2б – вид сверху рис. 2а Из рис. 2 видно, что выбором соответствующей длины спин–эхо интенсивность при каком–либо значении pf может быть усилена по отношению к другим процессам. Для этого длину спин–эхо необходимо выбрать таким образом, чтобы максимум двумерной функции соответствовал требуемому значению pf. Например, для длины спин–эхо SE = Lfr – Li = –0.25 мм интенсивность, соответствующая значению волнового вектора pf = 0.005 –1, будет усилена благодаря максимуму двумерной функции для данных значений SE и pf (см. рис. 2б). В то же время, процесс рассеяния, соответствующий значению pf = 0.015 –1, будет практически полностью подавлен благодаря минимуму двумерного косинуса в этой точке [A2]. Вышеприведенное описание справедливо для измерений в геометрии рефлектометрии, когда бутстрап– катушки расположены зеркально противоположно в первом и втором ПСЭ (рис.

1). Для кодирования малоуглового рассеяния нейтронов катушки в первом и втором ПСЭ должны быть параллельны друг другу. Такая ситуация подробно описана в разделе первой главе. Измерение малоуглового рассеяния нейтронов в скользящей геометрии (GISANS) при помощи спин–эхо (глава 1) реализуется при повороте образца таким образом, чтобы поверхность образца была в плоскости рис. 1.

В третьей главе дается описание эксперимента, в котором впервые при помощи метода УКЛП было произведено разделение сигналов, соответствующих зеркальному отражению и диффузному рассеянию. В качестве образца использовалась ламеллярная тонкая пленка блок–сополимера с наночастицами.

Образец представляет собой многослойную периодическую структуру с общей толщиной 164 нм, состоящую из семи чередующихся слоев дейтерированного полистерина (PS) и полибутилметакрилата (PBMA) – P(Sd-b-BMA). Процентное объемное содержание наночастиц магнетита Fe3O4 диаметром 5 нм составляет 13%. Карта интенсивности зеркального отражения и диффузного рассеяния от данного образца, измеренная ранее [12] с помощью традиционной рефлектометрии, представлена на рис. 3.

Рис. 3. Карта интенсивности рассеяния от полимерной многослойной структуры P(Sd-b-BMA) как функция компонент pi и pf падающего и конечного волнового вектора. Пунктирная линия соответствует направлению, вдоль которого производилось угловое кодирование (pi = const = 0.-1). Интенсивность вдоль диагонали pi = pf соответствует зеркальному отражению. Стрелками показано диффузное рассеяние Йонеда.

В эксперименте по разделению диффузного рассеяния и зеркального отражения использовался пучок с угловой расходимостью = 0.25o. Значение падающего импульса pi было выбрано pi = 0.012 -1 (соответствующее штриховой линии на рис. 3), таким образом, детектор регистрирует интенсивность вдоль пунктирной линии на рис. При такой расходимости падающего пучка низкое разрешение не позволяет идентифицировать пик рассеяния Йонеда (pf = 0.0064 -1). Несмотря на то, что пик рассеяния Йонеда полностью покрывается крыльями прямого и отраженного пучков, все три процесса рассеяния могут быть разделены благодаря тому, что их интенсивности имеют синусоидальную зависимость от длины спин–эхо, и фазовый сдвиг между этими зависимостями может иметь произвольное значение.

Для разделения сигналов отраженного пучка, прямого пучка и диффузного рассеяния и восстановления рассеяния Йонеда метод УКЛП был применен с варьированием длины спин–эхо. Анализ экспериментальных данных для одной из кривых представлен на рис. Рис. 4. Профиль интенсивности вдоль пунктирной линии на рис. 3 как функция pf для длины спин–эхо SE = 0.48 мм. Интенсивность отраженного пучка нормализована на 1. Подгоночная кривая состоит из трех гауссовых функций (показанных под ней), две из которых соответствуют отраженному пучку (центр пучка около значения pf = 0.012 -1) и одна – прямому пучку (центр пучка около значения pf = 0.001 -1). Кривая, помеченная «Рассеяние Йонеда» – результат вычитания подгоночной кривой из экспериментальных данных. Кривая «Косинус спин–эхо» является срезом двумерного косинуса (рис. 2) вдоль оси pf при значении длины спин–эхо SE = 0.48 мм В общем, угловое кодирование может применяться не только для разделения процессов рассеяния в расходящемся пучке, отраженном от образца.

Предложенный метод позволяет производить кодировку траекторий нейтронов внутри расходимости падающего на образец пучка, что дает возможность реализовать деконволюцию процессов рассеяния по отношению к любой из частей расходящегося падающего пучка. Также полученные результаты в перспективе позволяют сделать выводы о точной степени перекрытия диффузного рассеяния и зеркального отражения в области вблизи полного отражения.

В четвертой главе описывается новый метод по определению направления вектора магнитного момента пленки с помощью ларморовской псевдо–прецессии нейтронов. Дается краткое квантово-механическое описание эффекта ларморовской псевдо–прецессии (ЛПП). Новый метод основан на том, что угол эффективного вращения вектора поляризации нейтронов вокруг направления вектора намагниченности, или ЛПП, как функция падающего угла зависит от набора параметров магнитной пленки, в частности, от распределения намагниченности и толщины пленки. Первый эксперимент по обнаружению вращения вектора поляризации вокруг вектора намагниченности был продемонстрирован в статье [13]. Позднее, теоретическое описание ЛПП, подтвержденное экспериментом на пленке Fe, было выполнено Топервергом в [14]. В данной работе были произведены эксперименты [А4] по прямому подтверждению существования эффекта ЛПП вектора поляризации нейтронов и определению намагниченности пленок при помощи этого эффекта.

Эффект ЛПП был исследован при отражении от тонкой пленки Fe, выращенной с помощью молекулярно–лучевой эпитаксии на сапфировой подложке и покрытой тонким слоем хрома: Al2O3/57Fe(966 )/Cr(22 ).

Магнитное поле насыщения H= 0.7 T было приложено вдоль легкой оси, затем величина магнитного поля была уменьшена до нулевого значения. После этого образец был помещен в область с магнитным полем, величина которого вокруг образца была порядка 10–15 мГс, таким образом, что вектор реманентной намагниченности образца был ориентирован перпендикулярно плоскости рассеяния (рис. 1) Для экспериментального доказательства существования эффекта ЛПП были произведены измерения коэффициентов отражения от исследуемого образца в отсутствие спин–эхо и при наличии спин эхо для двух состояний второго спин– флиппера. Исключение сигнала спин–эхо из соответствующих кривых коэффициентов отражения позволяет выделить прецессию вектора поляризации нейтронов вокруг направления намагниченности образца как функцию угла падения. Извлечение дополнительной фазы прецессии спин нейтрона производится в соответствии со следующей формулой:

cos( + ) = cos() cos() - sin() sin() где cos( + ) – комбинированная функция, измеряемая анализатором при наличии спин–эхо. – фаза, набираемая нейтроном при отражении от образца, – фаза, пропорциональная длине спин–эхо SE. Затем при помощи обратного преобразования мы получаем функцию образца:

cos() = cos( +)cos() + sin() 1- cos2( +) На рис.5 представлены результаты извлечения сигнала спин–эхо из кривых коэффициентов отражения, измеренных в комбинации с методом спин–эхо [A3].

Видно, что кривые, полученные обратной трансформацией в соответствии с вышеприведенными формулами, совпадают с кривой коэффициента отражения, измеренного в отсутствие спин–эхо.

Рис. 5. Сравнение кривых, полученных после извлечения сигнала спин–эхо из коэффициентов отражения R++ (а) и R+- (б) (сплошные кривые), с кривой коэффициента отражения R++, измеренного без спин–эхо (пунктирные линии).

Это служит прямым доказательством того, что осцилляции внутри области полного отражения на кривых на рис. 5 являются ларморовской псевдо– прецессией вектора поляризации нейтронов при отражении от образца.

Эксперимент, описанный выше, был сделан на тонкой магнитной пленке и заключался в измерении зеркального отражения (кривая коэффициента отражения) при помощи монодетектора в –2 геометрии. Магнитный момент железного слоя был определен из подгонки кривой отражения, где в качестве параметра использовалась магнитная часть плотности длины рассеяния.

Полученное значение Nbm = 4.98*10–6 –2 соответствует намагниченности железной пленки M = 1.71 kG, что совпадает со значением реманентной намагниченности, полученным методом магнитометрии с вибрирующим образцом (M = 1.74±0.05 kG).

Другой параметр пленки, получаемый при измерении ЛПП и недоступный в экспериментах по традиционной рефлектометрии, – это направление намагниченности внутри слоев. Приведенная ниже схема объясняет принцип такого измерения.

Pages:     | 1 || 3 |






© 2011 www.dissers.ru - «Бесплатная электронная библиотека»