Изучение диамагнитных доменов в бериллии

• Автор: Лыков, Филипп Вячеславович
• Шифр специальности: 01.04.07
• Научная степень: Кандидатская
• Год защиты: 2004
• Место защиты: Москва
• Количество страниц: 110 с. : ил.

Глава 1. Литературный обзор

1.1. Происхождение магнитных осцилляций в металлах

1.2. Магнитное взаимодействие. Природа диамагнитного доменного состояния. Бериллий как наиболее удобный объект исследования

1.3. Магнитный пробой. Осцилляции магнитосопротивления и термо-эдс

1.4. Обнаружение диамагнитных доменов методом ЯМР

1.5. Затухание геликонов в алюминии

Глава 2. Экспериментальная часть

2.1. Мюонный метод исследования вещества (рЗЛ)

2.2. Подготовка бериллиевого образца. Измерение зависимостей термо-эдс и магнитосопротивления от внешнего магнитного поля

2.3. Мюонные измерения магнитного поля внутри образца

2.4. Измерение магнитострикции бериллия

Глава 3. Влияние доменной структуры на упругие свойства бериллия
3.1. Анализ данных по магнитострикции. Поведение упругих параметров бериллия в условиях образования диамагнитных доменов
3.2. Роль деформации в образовании диамагнитных доменов
Глава 4. Обработка мюонных гистограмм
4.1. Модифицированный метод Марквардта
4.2. Определение объемных долей доменов двух типов и междоменных границ
Заключение
Библиографический список использованной литературы
Макроскопические квантовые эффекты всегда были и остаются предметом пристального внимания физиков. Одним из наименее изученных эффектов являются диамагнитные домены, также называемые доменами Кондона. Диамагнитная доменная структура образуется в монокристаллическом образце металла и представляет собой чередующиеся области, намагниченность которых направлена по и против внешнего магнитного поля. Ее возникновение неразрывно связано с эффектом де Гааза- ван Альфена и является макроскопическим проявлением взаимодействия электронов, находящихся на орбитах, квантованных магнитным полем. Величина магнитного момента в доменах Кондона весьма мала по сравнению с таковой в ферромагнитных доменах, составляя около десятка эрстед при внешнем поле в несколько десятков килоэрстед.
Уникальной особенностью доменов Кондона является то обстоятельство, что переход между однородной и доменной фазами происходит периодически, то есть существуют такие интервалы внешнего магнитного поля, в которых фазовые переходы (из однородного состояния в доменное и обратно) происходят в каждом периоде осцилляций де Гааза- ван Альфена.
Впервые на возможность возникновения диамагнитных доменов указал Кондон в 1966г. В работе [1] он описал осцилляции магнитного момента, форма огибающей которых зависела от формы образца. Вскоре после этого Кондоном и Уолстедом [2] было сделано прямое наблюдение диамагнитных доменов методом ядерного магнитного резонанса. Как и всякий макроскопический квантовый эффект, образование диамагнитных доменов представляет чрезвычайный интерес в первую очередь, для экспериментаторов. Несмотря на это, изучению явления со времени его открытия было уделено недостаточно много внимания, что связано, по-видимому, с исключительной сложностью создания необходимых условий для образования доменов.
Кроме прямого наблюдения [2], в разное время был проведен ряд исследований, позволявших наблюдать домены косвенно. Сюда следует
отнести измерения затухания геликонов [3], а также измерения магнитосопротивления и термо-эдс (работы [4, 5, 6]).
При этом в качестве экспериментального результата авторов интересовали величины полей в доменах или, что то же, величина расщепления магнитного момента. Вместе с тем, детали и особенности диамагнитной доменной структуры, такие как распределение магнитного поля, форма доменов и междоменная граница, оставались за рамками рассмотрения. Кроме того, хотя теория (см.напр. [7]) верно предсказывает величины магнитных полей в доменах, ряд утверждений, касающихся строения доменов, был сделан исходя из аналогии с ферромагнетиками и сверхпроводниками. Сюда, в частности, относится оценка толщины междоменной границы диаметром орбиты электрона. Эти утверждения нуждаются в дополнительной экспериментальной проверке. Другая совсем не исследованная область - это изучение влияния диамагнитной доменной структуры на механические свойства металла. В этой связи представляет интерес измерение магнитострикции образца в присутствии доменов.
В конце 80-х - начале 90-х годов XX века для точного измерения магнитных полей внутри образцов стал широко применяться метод вращения мюонного спина (дЖ). Роль зонда в этом методе выполняет мюон - частица со спином X и зарядом +е (положительный мюон) или -е (отрицательный мюон). При своем распаде положительный мюон испускает позитрон преимущественно в направлении своего спина, что и позволяет определить магнитное поле, в котором этот мюон находился. Глубину проникновения мюона в исследуемый объект можно варьировать в широких пределах, изменяя энергию мюонного пучка. Было совершенно естественно воспользоваться методом /лЖ для прямого наблюдения диамагнитных доменов в бериллии, тем более, что сама идея такого исследования была высказана еще в конце 70-х годов [8]. Однако высокая стоимость мюонных экспериментов и весьма ограниченная по времени доступность мюонного пучка продиктовали необходимость проведения предварительных косвенных измерений на
Для бериллия это хорошее приближение, т.к. анизотропия его коэффициента сжимаемости очень мала (±5%) [26], а его коэффициент Пуассона практически равен нулю, и потому все деформации можно считать взаимно независимыми. Бериллий в этом смысле действительно уникальный металл: его модуль Юнга Е = 300 ГПа, а коэффициент всестороннего сжатия К = ~(Ух)(дУ/дР) = 9.97 • 10'12 Па-1 [27]. Из известного соотношения КХ=Е13(1-2о) имеем коэффициент Пуассона сх=5-10'3к0, что хорошо согласуется с известными табличными данными [27]. В условиях термодинамического равновесия должно быть
дО. „ ,
— = 0 {1 = х,у,2 (3.1.5)
откуда имеем первую производную от осциллирующего вклада (3.1.3)
80. . дер . 31г^
—- = -а5т<р--^- = -а<рвт<р-—— = -е,Е (3.1.6)
де, де, де, у л
и выражение для стрикции
аср д1пЕ
<зл-7>
Опять дифференцируя только быстро осциллирующий вклад, получим для осциллирующей части модуля Юнга
„ д7й 2(Э1п^У « , Яч
Обозначив амплитуду осцилляций стрикции (от пика до пика)
, , ат 31п7г
К1тах ~ Е де, ’ (3.1.9)
получим ожидаемую в рамках принятого гармошшеского приближения
относительную величину осцилляций модуля Юнга
Е , , 31п^
= С03^- (3.1.10)
Эта оценка дает применительно к нашему случаю Е/Е&10~3. Здесь использованы следующие величины: сечению «сигары» соответствует