WWW.DISSERS.RU

БЕСПЛАТНАЯ ЭЛЕКТРОННАЯ БИБЛИОТЕКА

   Добро пожаловать!

Pages:     ||
|

Создание нейтронных суперзеркал позволило в своё время существенно расширить рабочий интервал изменения волнового вектора нейтронов. Это привело в итоге к созданию более широкополосных нейтроноводов, расщепителей и отражателей нейтронного пучка, поляризаторов и анализаторов поляризации нейтронов. Однако, этого оказалось недостаточным в случае импульсных источников с небольшой частотой следования импульсов мощности, каким является ИБР-2. В этой связи, актуальным стало создание широкополосных поляризаторов нейтронов, перекрывающих 10-20 кратное изменение длины волны нейтронов.

Для реализации на ИБР-2 были предложены и обоснованы различные схемы, в которых высокая поляризующая способность зеркального поляризатора нейтронов обеспечивалась изменением угла наклона зеркала в зависимости от времени с начала импульса нейтронов.

Как уже отмечалось, важным в экспериментальных исследованиях является регистрация и анализ поляризации диффузно рассеянных нейтронов. Существовавшие схемы анализатора поляризации представляли стопку зеркал, параметры которой по угловой аппертуре захвата пучка нейтронов не были оптимизированы, что в десятки раз уменьшало светосилу. В этой связи был разработан и используется в настоящее время на спектрометре РЕМУР (Рис. 1) веерный анализатор поляризации (Рис. 2), в котором зеркала сфокусированы на точку расположения исследуемого образца и расположены согласовано с ним по величине захватываемого телесного угла пучка.

В диссертации рассмотрены различные схемы резонансного градиентного спин-флиппера нейтронов, отличающиеся координатными зависимостями напряжённостей постоянного и переменного манитных полей. Три типа предложенных зависимостей позволяют реализовать сравнимые характеристики спин-флиппера. В результате была выбрана легко реализуемая косинусно-синусная зависимость магнитных полей. На спектрометре РЕМУР используются два таких спин-флиппера, отличающихся большим пропускным сечением и высокой эффективностью спин-флиппирования в интервале длин волн больше 1.

Новый спектрометр РЕМУР размещен на восьмом канале реактора ИБР2, где поток нейтронов в водяном замедлителе в телесный угол 2 составляет 41012 н/см2/сек. В точке размещения образца плотность потока поляризованных нейтронов с расходимостью в вертикальной плоскости 2у = 2.5 мрад и такой же расходимостью в горизонтальной плоскости 2х = 2.5 мрад равна 2 106 н/см2/сек. Спектр нейтронов имеет Максвелловскую форму с температурой 300 К. Рабочий диапазон длин волн нейтронов на спектрометре составляет 1 - 10. При частоте 5 Гц следования импульсов мощности реактора ИБР-измерения проводятся в последовательно следующих друг за другом интервалах времени длительностью 200 мсек.

Длина волны регистрируемых нейтронов определяется по времени пролета расстояния от источника (водяной замедлитель, расположенный вблизи активной зоны реактора) до детектора.

При пролетном расстоянии 34 м среднеквадратичное отклонение длины волны нейтронов, обусловленное конечной длительностью импульса тепловых нейтронов в замедлителе 0.32 мсек, составляет = 1.910-2 во всем рабочем диапазоне длин волн. В связи с этим, оптимизированое минимальное относительное среднеквадратичное отклонение переданного момента, например на длине волны нейтронов 6, достигает 4.2 10-3. С таким разрешением уже становятся доступными исследования стоячей нейтронной волны с усилением порядка 1000. Устройства поляризации и анализа поляризации нейтронов на спектрометре позволяют проводить исследования магнитных слоистых структур. Спектрометр содержит поляризатор нейтронов, систему диафрагмирования, радиочастотные градиентные спин-флипперы перед образцом и после, веерный анализатор поляризации и позиционно-чувствительный детектор. В качестве поляризатора может быть использована стопка прямых суперзеркал, одно суперзеркало или два суперзеркала. Наибольшая интенсивность пучка нейтронов достигается с поляризатором ввиде стопки зеркал. Наибольшая поляризация пучка, благодаря использованию двухкратного отражения нейтронов, достигается с поляризатором ввиде двух суперзеркал. Отношение скоростей счёта нейтронов и фона, регистрируемых ПЧД, максимально в интервале 2 - 4 и составляет 105.

Во второй главе рассмотрен эффект углового расщепления преломлённого пучка нейтронов. Хорошо известно, что при преломлении пучка нейтронов на границе двух сред, характеризующихся ядерным потенциалом взаимодействия, происходит изменение направления пучка. Если, например, нейтрон переходит из вакуума в среду с положительным потенциалом, то в среде перпендикулярная компонента скорости уменьшается и пучок отклоняется в сторону границы раздела. Если потенциал отрицательный (это имеет место, например, для титана, марганца, ванадия), то в среде перпендикулярная компонента скорости возрастает и пучок отклоняется в сторону от границы раздела. В случае, если среда магнитная и вектор намагниченности коллинеарен вектору напряжённости внешнего магнитного поля, то кроме ядерного, существует потенциал магнитного взаимодействия нейтрона со средой. Потенциал магнитного взаимодействия положителен для нейтронов с положительной проекцией спина на направление магнитного поля и отрицателен – для нейтронов с отрицательной проекцией.

Соответственно этому, магнитный потенциал будет приводить к преломлению нейтронов с положительной и отрицательной проекциями спина аналогично тому как это происходит с неполяризованными нейтронами соответственно при положительном и отрицательном ядерном потенциале.

Другая картина преломления нейтронов будет в случае, если вектор намагниченности среды будет неколлинеарен вектору напряжённости магнитного поля. Изменение направления вектора магнитной индукции на границе раздела сред приводит к переходу нейтрона из первоначального спинового состояния во второе, имеющее противоположный знак проекции спина. При спиновом переходе нейтрон изменяет свою потенциальную энергию в магнитном поле. А так как полная энергия нейтрона сохраняется, то при переходе изменяется кинетическая энергия, связанная с движением нейтрона в направлении перпендикулярно границе раздела.

Изменение потенциальной энергии сравнимо по величине с начальной кинетической энергией нейтрона. В результате, угол скольжения отражённого пучка существенно изменяется, возрастая в случае перехода “+-” и уменьшаясь при переходе “-+”. На рис. 3 показаны результаты измерений с плёнкой Co(700 ), нанесённой на подложку из стекла. Целью эксперимента было показать, как связаны процессы расщепления для случаев преломления и отражения нейтронов и как они зависят от величины напряжённости магнитного поля и длины волны нейтронов. Видно, что с ростом длины волны и напряжённости магнитного поля эффект отклонения пучков по отношению к нейтронам с нулевой длиной волны возрастает.

Относительно плоскости образца (нулевой угол скольжения) преломлённый и отражённый пучки с определённым типом перехода (“+-” или “-+”) расположены симметрично. В случае преломлённого пучка “+-” существует значение магнитного поля 7.9 ± 0.2 кЭ, соответствующее ядерному потенциалу стеклянной подложки, при котором пучок распространяется в направлении прямого пучка. Таким образом, был определён потенциал стекла, составивший 95.3±2.4 нэВ.

На следующем рис. 4 приведены результаты измерений со структурой FeAlSi(мкм)/Cr(500)/CaTiO3(1мм). Благодаря тому, что слой FeAlSi достаточно толстый, были наблюдено преломление нейтронов на границах вакуум/ FeAlSi и FeAlSi / CaTiO3. Из-за того, что на первой границе изменение ядерного потенциала положительное, а на второйотрицательное, пучки располагаются по разные стороны от прямого пучка. Видно, что пучки для первой границы располагаются в сторону нулевого угла скольжения в последовательности “-+”, “++”, “--” и “+-”. Для второй границы из-за экспериментальных сложностей наблюдения пучок “-+” не регистрировался, но последовательность пучков такая же как в случае первой границы. Это отражает магнитную природу эффекта. Важно, что пучки для переходов “++” и “-” не совпадают. Это связано с ненулевым значением разности индукции и напряжённости поля B-H. Таким образом, если при преломлении с прохождением нейтронов через плёнку наблюдается три пучка нейтронов, то при преломлении на границе раздела между двумя средами – их четыре. На рис. 5 показана картина расщепления пучка нейтронов, которая была установлена экспериментально.

В третьей главе рассмотрены стоячие и усиленные стоячие нейтронные волны в слоистых системах. В начале главы рассмотрена теория распространения нейтронных волн в различных режимах волнового поля. Рассеянию нейтронов в слоистой структуре (Рис. 6) соответствует установление нейтронной волны d бегущей в глубь структуры (прямое направление распространения) и волны b бегущей из глубины к поверхности (обратное направление). Соотношение амплитуд прямой и обратной волн (слой, отражающий прямую волну будем называть отражающим) определяет волновой режим нейтронов в структуре (слой, в котором мы рассматриваем волновой режим, будем называть фазосдвигающим). Для определённости, режим с амплитудой обратной волны Ab составляющей 1/10 от амплитуды прямой Ad ( = Ab/Ad = 0.1) определим как режим бегущей волны. Для режима бегущей волны параметр контрастности (kz), определяемый как отношение максимального значения плотности нейтронов в слое структуры к минимальному, составляет < 1.49. Режим при 0.1 < < 1 ( > 1.49) будем называть режимом стоячих волн. В режиме стоячей волны амплитуды двух волн практически равны, что соответствует максимальному значению плотности нейтронов в структуре в четыре раза превышающему плотность в налетающей волне. Таким образом, в режиме стоячей волны при определённых координатах в глубь слоя структуры и соответствующих им значениях волнового вектора kZ существует усиление плотности нейтронов. По значению волнового вектора kZ = km, при котором процессы поглощения нейтронов максимальны, можно определить положение поглощающего нейтроны слоя в структуре. Если обратно распространяющаяся нейтронная волна также отражается от входного слоя (этот слой будем называть усиливающим, а структуру с усиливающим слоем - резонаторной), то при определённых значениях волнового вектора kres происходит усиление амплитуды результирующей волны (усиление плотности). Усиление увеличивается при стремлении значений коэффициентов отражения прямой и обратной волн к единице. В режиме усиления о позиции поглощающего слоя судят по вероятности поглощения нейтронов при kres.

Таким образом, коэффициент усиления нейтронной плотности К в фазосдвигающем слое резонаторной структуры определяется произведением коэфициента усиления стоячей волны Кsw, обусловленного интерференцией прямой и обратной волн, и коэффициента Кesw, обусловленным интерференцией волн различной кратности отражения.

Максимальное значение Кesw ограничено поглощением нейтронов в усиливающем, фазосдвигающем и отражающем слоях. Среди слабопоглощающих материалов следует указать Al, Bi, Pb, C, Si, Be. Из них первые пять элементов имеют низкий потенциал взаимодействия и пригодны для использования в качестве фазосдвигающего слоя. Бериллий, никель и медь из-за высокого значения потенциала подходят для использования в качестве усиливающего и отражающего слоёв. При сравнимых сечениях поглощения нейтронов фазосдвигающий слой наиболее сильно поглощает нейтроны, что является, в частности, отражением факта увеличения плотности нейтронов в этом слое. В случае, если фазосдвигающий слой является вакуумным промежутком между усиливающим и отражающим слоями, коэффициент усиления достигает предельного значения esw,max ( MA (1+MR/2MA)2)-1, где MA и MR – коэффициенты поглощения нейтронов в усиливающем и отражающем слоях, соответственно. При этом, соответствующее esw,max оптимальное пропускание усиливающего слоя TA = MA+2MR, реализуется при определённых значениях волнового вектора и толщине усиливающего слоя. При имеющих место MR = 10-6 = MA/2, например для слоёв из бериллия и висмута, получаем Кesw,max 3105.

Предельному значению коэффициента усиления соответствует идеальная структура с однородными слоями. В действительности, при современной технологии изготовления наноструктур, граничная область между слоями неоднородна и это приводит к дополнительному рассеянию нейтронов, то-есть поглощению нейтронов из канала зеркального отражения, и, как следствие, уменьшению коэффициента усиления плотности нейтронов.

Усиление режима волнового поля происходит в некотором интервале значений волного вектора (ширина резонанса). С увеличением коэффициента усиления ширина резонанса уменьшается и это уменьшает поток нейтронов в резонансе. В связи с этим, возникает вопрос о соотношении чувствительности измерения параметров наноструктуры (будем рассматривать магнитно-неколлинеарную структуру) и статистической ошибки измерения счёта нейтронов в зависимости от величины коэффициента усиления.

Показано, что при различных экспериментальных условиях режим усиления является предпочтительным не только в плане повышения чувствительности измерений, но в ряде случаев и в плане статистической обеспеченности регистрации нейтронов.

Важным является вопрос о реализации режима усиления на импульсном источнике нейтронов. Усиленные стоячие волны являются стационарным состоянием нейтрона в потенциальной яме, время жизни которого определяется шириной резонанса. Для образования этого состояния длительность импульса нейтронного пучка должна быть сравнима с временем образования стационарного состояния.

Далее описаны экспериментальные исследования по наблюдению режимов стоячих и усиленных стоячих нейтронных волн. Режим стоячих волн реализован со структурой Gd(5нм)/Fe(100нм) нанесённой на стеклянную подложку. Нейтронным зеркалом служила пленка железа, а плотность волновой функции поляризованных нейтронов у его поверхности измерялась по выходу лучей при захвате нейтронов в тонком слое гадолиния. На Рис. 7.

показаны модельные расчёты динноволновых зависимостей плотности нейтронов в слое гадолиния для “+” и “-” состояний (верхние кривые) и коэффициентов отражения нейтронов (нижние кривые). В эксперименте измерялось отношение g() выхода гамма - квантов при поляризации нейтронов вдоль поля к выходу гамма - квантов при противоположной поляризации. Отношение g(), как должно быть в случае образования стоячих волн, оказалось больше единицы при Е > U- и меньше единицы при Е < U- (Рис. 8), где Е - часть энергии нейтронов связанная с перпендикулярным движением, U- - потенциальная энергия взаимодействия нейтронов с плёнкой железа в минусовом спиновом состоянии.

Pages:     ||
|



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

Материалы этого сайта размещены для ознакомления, все права принадлежат их авторам.
Если Вы не согласны с тем, что Ваш материал размещён на этом сайте, пожалуйста, напишите нам, мы в течении 1-2 рабочих дней удалим его.