ПОВЕРХНОСТЬ. РЕНТГЕНОВСКИЕ, СИНХРОТРОННЫЕ И НЕЙТРОННЫЕ ИССЛЕДОВАНИЯ, 2015, № 7, с. 3-9
УДК 539.27
РАССЕЯНИЕ ПОЛЯРИЗОВАННЫХ НЕЙТРОНОВ НА МАССИВЕ МАГНИТНЫХ НАНОНИТЕЙ В НЕМАГНИТНОЙ МАТРИЦЕ
© 2015 г. Е. Г. Яшина1, 2, **, Н. А. Григорьева1, И. С. Дубицкий1, 2, С. В. Григорьев1, 2, *
1Санкт-Петербургский государственный университет, 198504 Санкт-Петербург, Россия 2Петербургский институт ядерной физики, Гатчина, 188300 Санкт-Петербург, Россия
*Е-таИ: grigor@lns.pnpi.spb.ru, **Е-таИ: Yashina_91@inbox.ru Поступила в редакцию 25.12.2014 г.
Представлено теоретическое описание рассеяния нейтронов на пространственно-упорядоченных массивах магнитных нанонитей, сформированных на основе немагнитной матрицы. Получены выражения для ядерного, магнитного и интерференционного вкладов в сечение рассеяния нейтронов. Показано, что при рассеянии поляризованных нейтронов на массиве магнитных нанонитей сечение рассеяния является не только нелинейной функцией длины нити, но и зависит от длины волны нейтрона. Полученные выражения описывают сложный характер картины нейтронной дифракции в зависимости от соотношения ядерной и магнитной амплитуд рассеяния.
Ключевые слова: малоугловое рассеяние поляризованных нейтронов, магнитные свойства анизотропных наночастиц, пространственно-упорядоченные массивы магнитных нанонитей.
БО1: 10.7868/80207352815070203
ВВЕДЕНИЕ
Магнитные наноматериалы интересны тем, что на их примере возможно изучение фундаментальных вопросов. Например, решение прикладных задач, связанных с использованием магнитных наночастиц в биомедицинских целях, получение элементов магнитной логики, создание магнитных нанокомпозитов для устройств хранения информации с высокой плотностью записи. Исследования фундаментального характера, выявляющие взаимосвязь между параметрами магнитной наносистемы и ее функциональными свойствами, позволяют проводить направленный поиск и оптимизацию процессов получения наноструктур для их дальнейшего применения. Уже сейчас на рынке появились устройства с перпендикулярной записью, в основу которых легли исследования магнитных свойств анизотропных (нитевидных) магнитных частиц. Дальнейшее увеличение плотности записи состоит в разработке материалов, содержащих упорядоченные массивы анизотропных магнитных частиц, а наиболее перспективным методом получения таких наноструктур на большой площади являются процессы самоорганизации [1—14].
На данный момент широко используются пленки анодированого оксида алюминия в качестве матриц для приготовления упорядоченных массивов нанонитей различного состава [15—30]. Это связано с тем, что методом двухстадийного окисления в тонкой пластине из А1203 можно образовать высокоупорядоченную систему пор.
Микрофотография мембраны анодированного оксида алюминия (ААО) с внедренными в поры нанонитями N1 представлена на рис. 1.
Наиболее популярной методикой для изучения самоупорядочения пор в процессе анодиза-ции является сканирующая электронная микроскопия (СЭМ). Однако метод СЭМ может дать информацию только с поверхности структуры, поскольку глубина проникновения электронного излучения порядка нескольких микрон, в то время как толщина пленки может превышать несколько сотен микрон. Для более детального исследования подобных структур требуется малоугловое рассеяние нейтронов или синхротронного излучения, которое позволяет получить информацию обо всем объеме образца. Для исследования магнитных свойств объекта применяют малоугловое рассеяние поляризованных нейтронов.
В работе [31] исследованы магнитные свойства пространственно-упорядоченных массивов взаимодействующих нанонитей методом малоугловой дифракции поляризованных нейтронов. На картах интенсивности нейтронного рассеяния наблюдали несколько дифракционных максимумов или колец, соответствующих рассеянию на структуре пор/нанонитей с гексагональной упаковкой. Было проанализировано изменение интерференционного (ядерно-магнитного) и чисто магнитного вкладов в рассеяние в процессе перемагни-чивания массива нанонитей в поле, приложенном перпендикулярно оси нанонити. Средняя намагниченность и пропорциональный ей интер-
Рис. 1. Нанонити никеля в матрице ААО: а — вид сверху (перпендикулярно плоскости пленки ААО); диаметр поры равен примерно 50 нм; б — вид сбоку. Толщина пленки 70 мкм, расстояние между центрами пор 105 нм.
ференционный вклад растут с ростом поля и насыщаются в некотором поле Д. Процесс перемаг-ничивания при этом происходит практически без гистерезиса. Интенсивность магнитного вклада проявляет гистерезисное поведение в процессе пе-ремагничивания как для положительных, так и для отрицательных полей, образуя зависимость интенсивности от поля в форме "крыльев бабочки". Такой вид зависимости обусловлен магнитостатиче-ским взаимодействием между нитями в магнитном поле, меньшем, чем Д. Полученные в настоящей работе выражения помогут описать процесс пере-магничивания массива нанонитей.
Ранее в работе [32] было представлено теоретическое описание малоуглового рассеяния нейтронов на матрице ААО. Было показано, что описание процесса рассеяния выходит за рамки бор-новского приближения. Основная особенность состоит в том, что сечение рассеяния является не только нелинейной функцией длины поры (X), но и зависит от длины волны нейтрона (к). Особенностью рассеяния в реальных образцах является его многократный характер. Даже в пределах борновского приближения сечение рассеяния на нанонитях (радиус 25 нм и длина около 10 мкм) оказывается огромным. Так, например, для объемного никеля эффективное сечение на атом составляет величину порядка 20 барн для тепловых и холодных нейтронов (длина свободного пробега около 0.5 см). Для рассматриваемого массива на-нонитей из никеля аналогичная величина эффективного сечения на атом оказывается порядка 104 барн (длина свободного пробега нейтрона около 10 мкм), что превышает величину для объемного никеля в 1000 раз! В результате нейтрон при прохождении через тонкую (100 мкм) мембрану рассеивается несколько раз.
В работе [1] была описана картина малоуглового рассеяния нейтронов на массиве магнитных нанонитей в матрице ААО. Однако теоретическое описание приведено без учета особенностей магнитного взаимодействия между нейтроном и намагниченностью нити. Также оно было проведено в приближении малоуглового рассеяния и не учитывало компоненту переданного импульса вдоль падающего нейтронного пучка.
В работе более детально учтены особенности взаимодействия нейтронов с магнитными нано-нитями, а также влияние параллельной волновому вектору падающего нейтрона компоненты переданного импульса на амплитуду рассеяния.
ВЫРАЖЕНИЯ ДЛЯ АМПЛИТУДЫ РАССЕЯНИЯ НА МАССИВЕ МАГНИТНЫХ НАНОНИТЕЙ
Рассмотрим малоугловое рассеяние поляризованных нейтронов на массиве магнитных нано-нитей, помещенных в немагнитную матрицу. Матрица представляет собой тонкую пористую пленку. Предполагается, что нити имеют форму цилиндров, ось которых перпендикулярна поверхности пленки. Представим когерентное малоугловое упругое рассеяние нейтронов как рассеяние на эффективном потенциале пленки и, который равен нулю вне образца и
I Е(1 - п1) вматрице,
и = <
[Е(1 - п2т) - 4пцп ([( х [м х внанонитях,
17 (Й^)2 - Г
где Е --—---энергия нейтрона в вакууме, к —
2т
волновой вектор нейтрона, а т — его масса; п и пт —
X
Рис. 2. Схема нейтронного эксперимента: P — поляризатор; SF — спин-флиппер; S — образец; PSD — двумерный по-зиционно-чувствительный детектор.
коэффициенты преломления нейтронов в матрице и в магнитных нитях, заполняющих поры, определяемые плотностью длины рассеяния
В = ^, ра через п = 1 - — В (здесь р, и аI являются плотностью и когерентной длиной рассеяния атомов типа г); ц п = уц х — абсолютная величина магнитного момента нейтрона (у = —1.91, а — ядерный магнетон); о — вектор Паули, который
описывает спин нейтрона 8 = 1 о; (3 — направление вектора переданного импульса (| = 1); M — вектор намагниченности нити. Для удобства обозначим вектор [( х ^ х (3]] за M1Q. Поскольку со спином нейтрона s связан магнитный момент цп = ц„о, то в потенциале, заданном в магнитном материале, присутствует слагаемое -4пцп (о • М±д), которое отвечает за взаимодействие спина нейтрона s с намагниченностью нити M.
Так как для нейтронов с X ~ 1 А в большинстве веществ (1 — п) ~ 10-6—10-5, а также принимая во внимание то, что нейтроны движутся преимущественно вдоль оси Z (рис. 2), перпендикулярной поверхности пленки, можно применить формулы для рассеяния частиц с большими энергиями [33], согласно которым амплитуда рассеяния имеет вид:
fq = JdРехР( - iqxy ■ P) х
Jdzexp( - ад^,
(1)
где Q = (Qx, Qy, Qz) = (qxy, Qz) — переданный им-
O2
пульс, Q — его абсолютная величина, Qz = ~ ,
2k
C(p, z) = exp
-¡¡m Jd^z
(2)
p — вектор в плоскости пленки, который перпендикулярен оси нанонити. Также предполагается, что длина нанонитей совпадает с толщиной пленки.
Интегралы (1) и (2) могут быть легко найдены, и амплитуда рассеяния имеет следующий вид:
fq =
kR1F(O)S(Q):
2do
х I expIL
k (nf - nm)- 4M (a • M1Q)
fi2k
do I-1
do =1
2k
O2
k (nf - nm )- (a . M±Q
(3)
(4)
где L — длина нити, R — радиус нити, F (O) = = 2J1 (OR)/OR — формфактор цилиндра (волновой вектор нейтрона параллелен оси цилиндра), J1 ( x) — функция Бесселя первого рода и первого порядка. S(Q) = exp(—'p„ • Q) — структурный фактор, суммирование ведется по положению центров нанонитей, задаваемых векторами ри. В случае гексагонального упорядочения нанони-тей, которое возможно в матрице AAO, S(Q) имеет максимумы при Q, равному векторам обратной решетки Qht = hb1 + tb2, где h и t — целые числа, а
b1 = -4п (1,0) и b2 = ■2п (1, >/3) — элементарные век-
ы3а v3a
тора обратной решетки, a — расстояние между
центрами нитей.
Для удобства введем обозначения A =
Lk(nf - nm) D 2L^ nm ,
=---и B =-f-^- и с точностью до фазо-
2 h2k вого множителя перепишем выражение для амплитуды в этих терминах, также усредняя по всем
(а)
(б)
0.4 0.2
0
-0.2 -0.4
т-1-1-1-г
-0.4-0.2 0 0.2 0.4
Qx, НМ-1
log 10
Я
X „ 0
-0.4 -0.2 0 0.2 0.4 Qx, нм-1
log 10
F(Q)!2
!^(Q)!2
-0.4 -0.2 0 _ 0.2 0.4 Qx, НМ-1
l
Для дальнейшего прочтения статьи необходимо приобрести полный текст. Статьи высылаются в формате PDF на указанную при оплате почту. Время доставки составляет менее 10 минут. Стоимость одной статьи — 150 рублей.