ОС
<
X
^
X
заридов ч токов, / ≈ плотиость силы, К - напряженность электрпч. поля. Поэтому поле М. И. наряду с полей К (тптсят к числу силовых полон, допускающих прямые намерения михинич.
656
М. п. наряду с нолем £ составляют компоненты единого тензора электромагнитного поля. Т. о., М. и. следует рассматривать как величину, органически, связанную с вектором Е. Физически это ирояаляется по взаимных преобразования! полей Ii и Е прп переходе из одной нисрцнальнои системы отсч╦та н другую (см. Лоренца преобразование для полей).
Лит,.1 Т EI м м И. Е., Основы теории электричества, 9 изд., М., ППВ; л х и Р з Р р А. П., А к и е з е Р И. А., Электра-магнетизм н электромагнитные полны, М., 1985.
МАГНИТНАЯ НЕЙТГОНОГРАФИЯ ≈ исследование атомной маги, структуры кристаллов методами упругого когнррнтного рассеянии медленных нейтронов, длина волны к-рых порядки межатомных расстояний в кристалле (?.~10~&мкм, см. Дифракция нейтрпнпе). Наличие у нейтронов маги, момента приводит к тому, что наряду с рассеянием нейтрона ва атомных ядрах происходит т. и. маги, рассеяние, обусловленное взаимодействием магн. момента нейтрона с магн. моментами электронных оболочек атомов.
Если маги, моменты атомов ориентированы хаотически (парамагнетик), то магн. рассеяние нейтронов имеет иекогсреитнып, диффузный характер. Если же магн. моменты дто.мив имеют упорядоченную ориентацию (см. Магнитная атомная структура), магн. рассеяние является когерентным и наряду с ядерным когерентным рассеянием вносит вклад в дифракцию нейтронов. Когерентное магн. рассеяние проявляется в виде дополнит, пиков (рефлексов) или вкладов в осн. рефлексы структурной ij ей т ров и граммы, некогерентное ≈ определяет е╦ фон. Анализ нептронограммы да╦т прямую информацию о распределении и ориентации маги, моментов атомов в мат. кристаллах, а также об их величине.
В общем случае пики маги, п ядерного рассеяния не совпадают. Они налагаются друг ня друга только в случае ферромагн. или аитиферромягн. структур при сов-надеияи маги, и кристалл ографич. элементарных ячоек. По расположению магн. рефлексов определяются транс-лпц. пекторы магн. структуры. По интенсивности рефлексов определяется взаимная ориентация атомных моментов в магн. элементарной ячейке.
Выделение магн. составляющей в случае структур, где часть мат. и ядерных отражений совпадает по углу рассеяния, а несовпадающие могут перекрываться из-за недостаточной разрешающей способности приборов, является сложной задачей. В дифравц. пике следует также выделять составляющую, вызнанную либо диффузным парамаги. рассеянием, либо ближним магн. порядком и кристалле, или термодиффузным рассеянием (см. jieynfiyeoe рассеяние нейтронов). Для выделения мат. составляющей эффективно использовании поляризованных нейтронов. Изменяя исправление иолирнза-иии, можно с высокой точностью измерять пезпачит. вклады магн. рассеяния (см, ниже).
Теоретическое описание. Днффсрепц. сечение когерентного упругого магн, рассеянии нейтронов, связанное с брэгговскпм отражением от кристалла с атомной маги, структурой, определяется в интервале телесного угла В выражением:
≈- = 5252г!ап/*. (1)
iJSi ч г* ∙ \ г
Здесь S ≈ сипи рассеивающего атома (н од. ft), связанный с чш магн. моментом (i соотношением" ц = = 2У/~£(£-И), fin ≈ магн. момент нейтрона (а ядерных магнетонах), г≈е/т<,с-=2,К -10~ls см ≈ т. н. класспч. радиус электрона (те ≈ масса электрона, е ≈ его заряд), / ≈ магн. формфактор, учитывающий фазовые СДВИГЕ нейтронных волн, рассеянных разл. элементами объйиа атома. Он аналогичен атомному фактору для
рассеяния рентгеновских лучей, но с увеличением sin О/Я (8 ≈ угол рассениин) уменьшается быстрее, т. к. электроны, определяющие маги, момент атома, расположены иа ииеш. оболочках атома (рис. 1). Вектор з=е (ей.)≈(А, наз. вектором магн. взаимодействия, определяет взаимную ориентацию нормали е к отражающей плоскости и магн. момента атома и (рис. 2]. Велнчииа ji=r\iDS/ наз. амплитудой магн. рассеяния нейтронов и является
1,0 0,8 0,6 0,4 0,2
Рентгеновские яучй
О 0,1 0,2 3,3 0,4 0,5
Рис. 2. П п отношении пген;зу единичлыми пскгпрамп нормали г н отражающей плоскости, магнитного момента н и спина к цапающего на кристалл пучна поляризованных нейтронов.
Рис. i. Илвигимопть магнит лого формфактора 1 от sin Ф/Х л
атомного фактора, рассеяния рентгенипсиих лучей (пунктир)
для нона Mnf-t-.
аналогом амплитуды h ядерного рассеяния нейтронов (см. Нейтрчнография структурная). Для 9, близких к О3 (sin в/А. мало), величины р а Ь сравнимы ио величине. Напр., для жалела 6=0,96; pFei+ = t,0 *=l,35(XlO-licM)
dii
~3 Vs
(1)
При вычислении суммарного сечения ядерного II магн. рассеяний нейтронов следует учитыпать их возможную интерференцию. D случае пплярнзив;шных нейтрона п с единичным вектором поляризации и дифференц. сечение имеет вид:
-;37т = **Ч-2Р (gx)-]-pV- (2)
В зависимости от направления v. и ц амплитуды ядерного и магн. рассеяний будут либо складываться, либо вычитаться:
-j^- = (b ± рд)*. (3)
Если падающий пучок не поляризован, то ср. значение (qx)^O и do/dfl = i2-r-/>2?2. Длн поляризации neihpoiiou соответствующей иц=±1, da/dQ = b±pq. Это да╦т пол-можность получения пучка поляризованных нейтронов. Дли этого нужно подобрать отражение от кристалла--иииохроматора с такими Ь и р, что при нек-рпм .чначе-нии ∙╧ либо Ь-\-р, либо Ь≈р станут близки к 0. 15 атом случае отраженный пучок нейтронов будет почти полностью поляризованным. Ото выполняется, напр., ори отражении от плоскости (22U) монокристалла Fe30i или от плоскостей (111) и (220) сплава Со└,9гРе0,0е с КУ" бич. структурой.
Интенсивность магн. брэгговского отражения кристалл ографич. плоскостью с индексами h, k, I пропорциональна квадрату т.н. магн. структурного фактора F, учитывающего фауовые соотношения между рассеивающими атомами в мат. элементарной ячейке, содержаще» v атомов:
F= 2^ Pv3 еяР I≈2лi (hxv -\-kyv -j-i^v) (4) v
(v ≈ индекс суммирования).
В привед╦нном теоретич. описании рассмотрен кол-линеарный магнетик, для к-рого магн. и крпсталлич. элементарные ячейки совпадают, а магн. моменты ато-
