Исследование спиновой поляризации ядер 5f - и 3d - элементов в металлических матрицах тема автореферата и диссертации по физике, 01.04.16 ВАК РФ

РГВ О

I \ V ^ - ^РОССИЙСКАЯ АКАДЕМИЯ НАУК

ИНСТИТУТ ЯДЕРНЫХ ИССЛЕДОВАНИЙ

На правах рукописи

Топалов Сергей Владимирович

ИССЛЕДОВАНИЕ СПИНОВОЙ ПОЛЯРИЗАЦИИ ЯДЕР И 3(1 - ЭЛЕМЕНТОВ В МЕТАЛЛИЧЕСКИХ МАТРИЦАХ

специальность 01.04.16 - физика ядра и эм -«нтарных частиц

АВТОРЕФЕРАТ

ДИССЕРТАЦИИ НА СОИСКАНИЕ УЧЕНОЙ СТ> Ш КАНДИДАТА ФИЗИКО-МАТЕМАТИЧЕСКИХ НАу.С

Москва • 1994

Работа выполнена в Лаборатории фотоядерных реакций Института ядерных исследований Российской академии наук.

Научный руководитель:

кандидат (Ьиаико математических наук

Г. М. ГУревич

Официальные оппоненты:

доктор физико-математических наук

А.Ю. Якубовский

кандидат фииико-математических наук

С.Г. Лебедев

Ведущая организация - Научно-исследовательский институт ядерной фиоики Московского государственного университета им. МЛЗ. Ломоносова

_ _ лс. на оаседапии Снсциалшировашюго совета

Д 003.21.01 Института ядерных исследований РАН но адресу: 117312, Москва, проспект 60-летия Октября, дом 7а.

С диссертацией можно ознакомиться в библиотеке Института ядерных исследований РАИ.

Автореферат разослан 1994 года.

Ученый секретарь специализированного совета

Защита состоится

1994 года в

кандидат физико-математических наук

Б.А. Тулупов.

ОБЩАЯ ХАРАКТЕРИСТИКА РАБОТЫ

Актуальность темы. Эксперименты с ориентированными ядрами, позволяющие иоучать эффекты, связанные с ролью спина в ядерных взаимодействиях, благодаря раивитию экспериментальной техники в области поляризованных ядерных мишеней и полярноованных пучхов начинают играть все более важную роль в современной ядерной фиоике.В настоящее время установки для ядерной ориентации работают в режиме on-line с ускорителями в ряде ведущих научных центров в Англии, Франции, ФРГ, Бельгии, Японии, в ЦЕРПе. Нет сомнения, что поляризационные эксперименты будут непременно входить в круг оадач, решаемых на сильноточных электронных ускорителях и мезонных фабриках.

Электронное рассеяние на ориентированных (выстроенных) сильно деформированных ядрах могло бы дать очень полезную дополнительную информацию о распределении наряда и намагниченности в ядре. Рассеяние поляризованных электронов на поляризованных ядрах рассматривалось теоретически как средство поучения ядерной структуры и волновых функций ма-лонуклонных систем. Интересные эксперименты могут быть реализованы на пучках фотонов, взаимодействующих с поляризованной ядерной мишенью. Это, например, научение оптической аниоотропии деформированных атомных ядер, но учение механизма предравновесных и прямых процессов при фотовообужденин ядер, изучение каналов деления ядер. Экспериментов по делению поляризованных ядер фотонами пока не проводилось. К настоящему времени выполнено несколько экспериментов по делению нечетных изотопов урана нейтронами.

Подавляющее болынинстзо выполненных к настоящему времени (экспериментов с поляризованными мишенями свяоано с исследованием поляркоов&н-ных протонов и дейтронов. Число работ, где в качестве мишеней испольоова-лись тяжелые поляризованные ядра, исчисляется единицами. В области электромагнитных взаимодействий ядер известно лишь два эксперимента, выполненных на поляризованном le5Ho. IcLkhm образом, явления, связанные со спиновой поляризацией тяжелых ядер, изучены в очень малой степени. В полной мере это относится к ядрам актинидов, для которых программа поляризационных экспериментов представляется достаточно разнообразной.

Представляет интерес постановка предложенного В. В. Владимирским ж В.Н. Андреевым эксперимента по наблюдению пространственной асимметрии осколков деления поляризованных спонтанно-делящихся ядер трансурановой области. Нарушение пространственной четности в делении может вызываться небольшой примесью слабого взаимодействия к сильному. В качестве возможных кандидатов для постановки эксперимента рассматриваются ядра 2<9Bk, 249Cf и 2ИБв. Однако вопрос осуществимости подобного эксперимента еще требует серьеоной экспериментальной проработки.

Вопросы, рассматриваемые в диссертации, обусловлены проблемой соада-

ния поляриоованной ядерной мишени дня экспериментов по изучению вдеж-тромагнитных воаимодействий тяжелых ядер на пучках комптоновских фотонов. В программе предполагаемых экспериментов с поляризованной мишенью в первую очередь намечается эксперимент по фотоделению поляри-оованных ядер трансурановых элементов поляризованными монохроматическими фотонами. ТЪкои эксперимент пооволяет определять полный набор квантовых чисел, что является основой для сооданил микроскопической теория деления ядер. Для него необходим а мишень с поляризованными ядрами актинидов. В диссертации описана впервые сооданная металлическая мишень ио 341 Am, внедренного в ферромагнитную матрицу ZrFej . Степень поляри-оации ядер мишени определяется по анизотропии альфа-излучения 941Аш.

Для получения поляризованной мишени, необходимой для проведения рассмотренных выше экспериментов, нужно охладить ядерную спин-систему до достаточно ниокой температуры и »содействовать на нее поляризующим магнитным полем (иди градиентом электрического поля). Требуемые для получения оаметной степени поляризации величины температуры Т и магнитного поля В можно оценить ио условия цВ/кТ ~ 1, где ¡х - дипольный магнитный момент ядра, к - постоянная Больцмана. Бели принять ß = 1 ядерный магнетон, получим В/Т ~ 3 • 103 Та/К. Ibroe соотношение можно обеспечить при Т = 10 тК и В ~ 30 Тл.

В ряде случаев требования к величине внешнего магнитного поля можно ояачителыю уменьшить, испольоуя сверхтонкое поле, соад&вдомое на ядре неспаренными электронами электронной оболочки атом». IUk, в случае актинидов сверхтонкие поля, соодаваемыс на ядре ¿{-электронами, могут достигать величин порядка 10е ГЬ.

Актуальность работы обусловлена необходимостью изучения факторов, определяющих магнитное упорядочение ориентируемых ядер в материале мишени, и правильного определения степени поляризации ядер для постановки экспериментов с поляриоованной мишенью на пучке ускорителя. Чтобы поддерживать мишень при необходимой для получения поляриоацин температуре в условиях облучения пучком материал мншенн должен обладать высокой теплопроводностью и малым временем ядерной спнн-решеточнон релаксации. 1Ьким требованиям удовлетворяют металлические мишени. Опыт соодания металлических поляризованных мишеней для экспериментов по делению актинидов практически отсутствует. Чрезвычайно мало данных о на гнитном поведении примесных ядер актинидов в мишенях. Важной проблемой является поиск подходящей матрицы, в которую можно было бы внедрить атомы актинидов.

1Ъким обраоом, проблема получения поляриоованной мишени раоделяется на несколько частей: соодание экспериментальной установки, поиск подходящего материала для внедрения актинидов, изучение условий, влияющих на характер магнитного упорядочения, и правильное определение степени ядерной

поляризации. Предлагаемая диссертация и посвящена решению этих оадач.

Перспективными для создания поляризованной мишени для ехсперимен-тов по фотоделению актинидов представляются немагнитные матрицы на основе металлов платиновой группы. В качестве одной ио оадач работы являлось испытание методики изготовления мишеней внедрением актинидов в ферромагнетик ZrFej и парамагнитные матрицы на основе палладия и плат тины.

Применение в качестве матриц сплавов на основе платины и палладия привлекает возможностью использования для ориентации примесных ядер так наоываемого "примесного ферромагнетизма". Это явление было обнаружено для примесей 3(1-олементов в парамагнитных матрицах с обменно-усиленной восприимчивостью (к которым относятся Pd и Pt). В таких системах воопикает дадьнодействующая положительная спиновая поляризация 4d- и ¿¿-электронов, приводящая к возникновению ферромагнитного упорядочения уже при весьма низких концентрациях Зс1-приыеси. Эта поляризация ведет к образованию "гигантских" магнитных моментов, связанных с Зс1-примесью. Магнитное упорядочение ядер примесных атомов может достигаться в относительно небольших внешних полях, при етом система может описываться как система с локализованными моментами.

Подобные системы привлекают в последние годы большое внимание исследователей еще тем, что в них обнаруживается большое разнообразие типов магнитного упорядочения, среди которых можно выделить примесный ферромагнетизм, о котором уже говорилось, и состояние спинового стекла - более общин тип магнитного упорядочения, связанный с "замерзанием" магнитных моментов в случайных (хаотических) направлениях без дальнего поряджа в обычном смысле. Переход в состояние спинового стекла характеризуется температурой замерзания Т/. Существуют другие, более сложные типы упорядочения, изучить которые представляет непростую экспериментальную задачу.

Широко используемые для поучения магнитного поведения раобавденных сплавов махросгопические методы (такие, как измерение магнитной восприимчивости и намагниченности, удельной теплоемкости, сопротивления и т. д.) не всегда пригодны в случае очень ниохих концентраций примеси. Применение ядерных методов (эффект Мессбауора, возмущенные угловые 7-7-хорреляции, ядерная ориентация и др.), благодаря их высокой чувствительности, позволяет проводить исследования с предельно низкими концентрациями примеси, недоступными махрометодам. Поэтому проводимые исследования представляют интерес не только для изучения методов получения поляризованных ядер, но и для физики магнетизма и для создания новых магнитных материалов.

Цель работы:

1. Создание установки для вхспериментов с поляризованными тяжелыми ядрами на фотонных пучхах.

2. Ориентация ядер а41Ат, внедренных в металлическую матрицу и определение параметров ориентации путем померены угловой анвоотролии а-излучения ориентированных ядер 241Ат.

3. Исследование перспективных для создан ил подяриаовашюй ядерной мишени матриц на основе палладия и платины с испольоованием в качестве оондов примесных атомов в0Со и 54 M и. Иоученне времен ядерной спин-решеточной релахсации и спиновой поляртзации ядер примеси в сплавах палладия и платины с жедотом.

Научная новиона.

На созданной установке NORD были выполнены измерения угловой опш-симости а-шдучения ядер 241 Ат, внедренного в подложки ZrEfej и Pt. Впервые подучена поляризация î41Am в металлической матрице.

Впервые однооначно установлено преимущественное испускание а-час-тиц с полюсов вытянутого ядра.

Впервые определено сверхтонкое магнитное поле на ядре 241Ат в ZrFe2.

Впервые проведено иомерение с высотой точностью ядерной спин-решеточной релаксации (СРР) примесных атомов 60Со в сплавах (Pd1_„Ptr)8eCo1, PdgjFej и Pt88Fei. Было получено болыиое раоднчие в оначениях С^ ®°Со в Pd89Coj и Pt98Co], причину которого, невидимому, следует искать в особенностях локального воаимодействия Со с окружающими его атомами матрицы.

Получены оначения ядерной СРР иМп в сплавах Pd8gFeb Pd8SCoi и PtsaFfii-

По иомеренной угловой аниоотропии 7-иодучения 54Мп в сплавах PtFfc с концентрациями Fe 0,05; 0,1 и 1% определен ход температурной оависимости эффективного магнитного поля, действующего на ядро, который ухаоывает, что локальные оси квантования ядер отклоняются от оси махра мг^тчесхой симметрии, определяемой внешним магнитным полем.

С помощью методов мессбаувровсхой спехтроскопии на ядре 57Fe и низкотемпературной ядерной ориентации Б4Мп исследована локальная намагниченность FeH Мп в ферромагнитном сплаве PtsoFem. Реоультаты ноовояяют сделать вывод о том, что систему s4Mn(Pti_xFet) можно описать как состоящую ио двух спиновых подсистем: моментов Fe, выстроенных вдоль направления внешнего магнитного потя, и частично иеколлинеариых моментов Мп. Воорастание степени неколлинеарности Мп с увеличением содержания Fe в сплаве с несомненностью укаоывает на то, что источником воаимодей-ствий, вызывающих отклонение моментов Мп от направления макроскопической намагниченности, являются атомы Ев.

Практическая ценность диссертации определяется важностью приводимых экспериментальных данных и модельных оценок для решения проблемы создания поляризованной ядерной мишени для экспериментов но фотоделению

ядер трансурановой области. Полученная мишень ии шАт, внедренного в матрицу ZrFe3, при некоторой совершенствовании тсхнозогнн впэдреная, может быть использована дм экспериментов на пучке фотонов. Получены результаты, имеющие важное значение для теории альфа-распада деформированных ядер и раовития теории примесного магнетизма в металлах.

Сооданная установка NORD позволяет проводить широкий круг экспериментов с поляризованными ядрами и может быть ислольоована для постановки поляризационных экспериментов на пучках ускорителен.

На оащиту выносятся следующие основные положения:

1. Установка NORD, предназначенная для проведения поляризационных экспериментов на тяжелых ядрах. Установка позволяет ориентировать ядра при помощи низкой температуры и магнитного поля и измерять угловые распределения гамма- и альфа-излучения ориентированных радиоактивных ядер. Она может быть испольоована для постановки экспериментов с поляризованными мишенями на пучках ускорителей электронов и мевонных фабрик.

2. Измерения угловой «зависимости а-»заучения ядер 241 Ат, внедренного в подложку ZrFe2.

3. Определение величины сверхтонкого магнитного поля на ядре м,Ат в ZrFe2.

4. Реоультаты намерений ядерной спин-решеточной релаксации (СРР) 80Со в (Pd1_a,PtI)99Co1 при х = 0; 0,2 и 1, намерения ядерной СРР в0Со в PdBgFei и PtegFei, иомерения ядерной СРР "Мп в сплавах PdS3Fei, Pdg9Coi и PtggFej и айалио полученных реоультатов.

5. Иомерения 7-аниоотрошш W(0°) и W(90°) нМп в сплавах PtFe с концентрациями Fe 0,05; 0,1 и 1% в зависимости от внешнего поля и температуры в реоультаты модельных расчетов втой зависимости.

6. Исследование с помощью методов мессбауэровской спектроскопии на ядре 6TFe и низкотемпературной ядерной ориентации иМп локальной намагниченности Fe и Мп в ферромагнитном сплаве Pteof^io- Вывод о том, что систему MMn(Ptl_ilrFex) можно описать как состоящую но двух спиновых подсистем: моментов Fe, выстроенных вдоль направления внешнего магнитного поля, и частично некоялинеарных моментов Мп. Источником взаимодействий, вызывающих отклонение моментов Мп от направления макроскопической намагниченности, являются атомы Fe.

7. Реоультаты исследования методом низкотемпературной ядерной ориентации магнитного упорядочения примесных ядер мМп в Ed(Co,Fe).

Апробация работы и публикации Основные реоультаты работы докладывались и обсуждались на 14 международных и всесоюзных конференциях. По материалам диссертации опубликовано 38 работ. Список основных публикаций приводится в конце автореферата.

Объем и структура диссертации Диссертация состоит ив введения, шести глав и заключения, содержит всего 162 страницы текста, в том числе 138 страниц основного текста, 30 рисунков, 6 таблиц и список литературы, содержащий 178 наименований.

СОДЕРЖАНИЕ РАБОТЫ

Во введении обосновываете! актуальность работы, сформулированы ее цели и описана структура диссертации.

В первой главе рассказывается о формализме, используемом для теоретического описания ансамбля ориентированных ядер. Приведены выражения для параметров ориентации, а тажяп явный вид етих параметров для случая оеемановского расщепления уровней ядра. Кратко рассмотрено угловое распределение 7- и а-излучения ориентированных ядер и даны формулы, необходимые для анализа экспериментальных данных.

Угловые распределения 7-излучения статистического ансамбля ядер определяются как чисто ядерными характеристиками, так и состоянием ориентации всего ядерного ансамбля. Если состояние ориентации известно, то из изучения угловых распределений получают ядерные характеристики (спины и четности уровней, мультипольности 7 - переходов, электромагнитные ядерные моменты н т. п.). И наоборот, при известных ядерных характеристиках измерение параметров ориентации ядерной системы дожно ислольозвать для изучения сверхтонких полей.

Теоретическое описание функции углового распределения обычно выражается в терминах полиномов Лежандра. В соответствии с стиы функция углового распределения неполяризованного 7 - излучения мозеет быть записана в виде;

WW^ZBxAxUxQxPiicose). (0.1)

А

Здесь 6 - угол между направлением внлета Еолучения и осью квантования, Вх - коэффициенты, описывающие степень начальной ориентации ядра, Ах - коэффициенты угловой корреляции, Ux • кооффициенты, учитывающие влияние переходов, предшествующих наблюдаемому 7 - переходу, Qx - факторы, связанные с конечными размерами детектора, Px(foa0) - полиномы Лежапдра. Суммирование в формуле 0.1 ведется по индексу Л, 0 < А < тш(2£,2/о,27|); где L - порядок мультипольности наблюдаемого перехода между состоянием с начальным спином Ii и конечным спином /у, а 7ц - спин распадающегося радиоактивного ядра, причем, если четность сохраняется, то Л - только четные. Кал прах идо А max = 2 или 4. Величины Вх(Т) оависят от оаселенностея

g(m) подуровней т и, таким обраооъл, являются функциями температуры Т и взаимодействия ядра с внешними электрическим и магнитным полями.

Получение а - частиц от ориентированных ядер аншзотропно, если орбитальный момент Ь а-частицы отличен от нуля. Вследствие возможного смешивания состояний с противоположной четностью в ядре из-оа слабого воаимодействия нуклонов, возможна асимметрия испускания а-частиц по отношению к вектору поляризации распадающегося ядра. Однако, вследствие относительной малости ©того эффекта (Ю-6 - Ю-4) в приводимых формулах его влияние не будет учитываться. В этом случае в функции углового распределения присутствуют только четные полиномы Лежандра:

\Уа{в) = 1 + £ А,(ЩЬЬ')В,ШРХ{сов 0). (04)

>=2,1

Определение параметров В\ аналогично случаю 7 - излучения.

Вторая глава содержит краткий обоор теоретических представлений о природе внутренних магнитных полей, действующих на ядра атомов в твердом теле и краткое рассмотрение теоретических моделей, используемых для описания систем с локализованными магнитными моментами.

Сверхтонкие магнитные поля на ядрах, то есть поля, создаваемые собственной влехтронной оболочкой атома, имеют, по современным представлениям, следующие источники происхождения:

• Взаимодействие с электронным орбитальным моментом.

• Взаимодействие с электронными спинами.

При рассмотрении взаимодействия ядра со спинами электронов раоли-чают воаимодействие "внутри" и вне объема ядра. Взаимодействие с электронами вне ядра записывается как простое воаимодействие двух диполей.

Это воаимодействие обращается в ноль, если распределение спиновой плотности сферически симметрично, то есть для заполненных или по-лувалолненных оболочек.

Для в-эдектронов, которые имеют отличнузэ от нуля плотность в области ядра, следует учитывать вклад от электронной намагниченности "внутри" ядра. В этом случае удобнее считать, что ядерный магнитный момент создается элементарным замкнутым током, находящимся внутри намагниченной среды.

Эту энергию называют "контактной энергией Ферми".

• Поля, вызываемые поляризацией остова. Их происхождение объясняется исходя из предположения, что взаимодействие между спинами внешних 3(1 электронов и внутренних, спаренных электронов остова создает отличную от нуля спиновую плотность на ядре. Электроны внутренних оболочек имеют большую плотность в области ядра, вследствие

чего даже небольшая полярно ацня внутренних оболочек может привести к появлению значительных спиновых плотностей на ядре. Причиной этой поляризация является обменное воаимодействие электронов с пат раллельныы слоном.

Вклад поляризации остова в контактное поле на ядре отрицателен, если рассматриваемая в-оболочка лежит преимущественно внутри оболочки с нес ренным электроном, задающим полный спин, и положителен, если я-ободочка находится преимущественно вне этой оболочки.

Рассмотренные выше вклады в сверхтонкое поле могут присутствовать независимо от того, является данный атом (ион) свободным или входит в состав твердого тела. В последнем случае, однако, следует рассмотреть дополнительные вклады в сверхтонкое поле, которые обусловлены присутствием в твердом теле других атомов или ионов с отличным от нуля магнитным моментом. Эффекты, связанные с таким взаимодействием, имеют общее название "эффектов кристаллического поля". Наиболее важным.среди них является эффект "замораживания" орбитального момента.

Для ионов переходных элементов магнитные ¿-электроны являются внешними (валентными) электронами и влияние кристаллического поля на их волновые функции часто оказывается очень сильным. Волновые функции меняются таким обрааом, что среднее значение орбитального момента < £ > уменьшается. Дш ионов переходных элементов группы железа типичным является случай, когда орбитальный момент полностью "замораживается", то есть величина < Ь > обращается в нуль. Именно по этой причине магнитные моменты атомов в таких ферромагнитных металлах, как Ее, Со, № имеют практически спиновую природу.

Для шкальных магнитных моментов в металлических матрицах необходимо учитывать также воаимодействие моментов ядер с ояектронамн проводимости.

Исходной точкой для большинства рассмотрений примесей переходных металлов в простых металлических матрицах является модель Андерсона. Модель Андерсона в ее простейшей форме рассматривает взаимодействие единичной локальной орбнтали с электронами проводимости матрицы, ведущее к формированию виртуального связанного состояния. Гамильтониан нмеет следующую форму:

= + + + (0.3)

Первый член описывает невооиущенные состояния электронов проводимости, второй и третий члены описывают локальную «1- орбиталь, последний член в гамильтониане 0.3 описывает взаимодействие локальной орбитали с электронами проводимости.

В этой главе рассмотрены также ионная модель, обменно - усиленные матрицы, эффект Кощо, воаимодействие примесь - примесь и дал краткий 8

обоор современного состояния теории разбавленных сплавов. Указаны проблемы, вооникающие при описании систем с локалиооваиными моментами в матрицах на основе палладия и платины.

В третьей главе описана экспериментальная установка NORD, сооданная в ИЛИ РАН и предназначенная для проведения поляриоационных эксперкмен-тов на тяжелых ядрах. Установка пооволяет ориентировать ядра с помощью ниокой температуры и магнитного поля и измерять угловые распределения гамма- и альфа-излучения ориентированных радиоактивных ядер. Она может быть использована для постановки экспериментов с поляриоованными мишенями на пучках фотонов, пи-меоонов и нейтронов. Поскольку в таких экспериментах энерговыделение в мишени может быть значительным, при создании установки особое внимание было уделено достижению высокой ходо-допроизводителыюсти при достаточно низких температурах. Существенным требованием являлось также обеспечение длительной непрерывной работы установки.

Основными функциональными элементами установки NORD являются: криогенный комплекс, обеспечивающий охлаждение и ориентацию атомных ядер, и измерительная система, предназначенная для контроля параметров установки, сбора и обработки информации от детекторов.

Комплекс криогенного оборудования установки NORD состоит из рефрижератора растворения эНе в 4Не, размещенного в автономном гелиевом хри-остате, системы насосов с вакуумными линиями откачки и циркуляции 3Не, системы сбора гаоообраоного гелия и его закачки в баллоны высокого давления и системы ожижения гелия на базе ожижителей КГУ-150/4,5 н Г-3.

Принципиальная схема криостата с рефрижератором растворения 3Не в 4Не показана на рис.0.1. ГЪлиевый криостат состоит то азотной ванны 1 и двух гелиевых ванн 4, б (4,2 К и 1,1 К), которые смонтированы на тонкостенной нержавеющей трубе 2, испольоуемой для откачки 3Hé. С азотной ванной соединен медный экран 3, охлаждаемый циркулирующим жддчгц азотом. С верхней гелиевой ванной 4 (Т = 4,2 К) соединен медный экран 5, охлаждаемый отходящими парами гелия. К нижней гелиевой ванне б (Т = 1,1 К) присоединяется съемная вакуумная рубашка 7 рефрижератора растворения. Нижняя часть вакуумной рубашки, также съемная, смонтирована на фланце с индиевым уплотнением, что облегчает доступ к камере растворения рефрижератора и хододопроводу с образцом.

С верхней гелиевой ванной соединена гибкими трубками отдельная емкость 8, в которой размещена сверхпроводящая магнитная система, состоящая ио двух пар катушек Гельмгольца. Эта система пооволяет получать на образце горизонтальное или вертикальное магнитное поле напряженностью до 0,75 а также осуществлять повороты направления поля.

Минимальная температура обраоца в непрерывном режиме составила 16 мК и 12,5 мК в расовом. Температура измерялась ядерным ориентационным

Рис. 0.1:

термометром по анизотропии гамма-излучения радиоактивных ядер мМп, внедренных в тонкую никелевую фольгу, которая припаивалась мягким припоем к концу медного холодопровода и намагничивалась до насыщения сверхпроводящей магнитной системой.

Зависимость холодонроиоводителыюсти от температуры при постоянной скорости циркуляции, равной 5 • 10-< моль/с, приведена на рис. 0.2.

Блок-схема измерительной системы установки NORD представлена на рис. 0.3. Здесь I - хриостат; И - низкотемпературная термометрия; III - питание сверхпроводящих катушек; IV - устройство регулирования рабочих параметров рефрижератора; ПУ - варядочувствительные предусилители; ЛУ

- линейные усилители; АЦП - аналого-цифровые преобразователи; АИД -алфавитно-цифровой дисплейный терминал; ГД - графический дисплей; НМЛ

- накопитель на магнитной ленте. Криостат имеет пять окон, предназначенных для регистрации гамма-излучения ориентированных ядер под равными углами относительно внешнего магнитного поля, а также для пропускания излучения от внешних источников иа поляризованную мишень. Регистрация гамма-иолучения ориентированных ядер осуществляется Ge(Li) детекторами объемом 50 - 150 см3 и блоком детектирования рентгеновского излучения иа основе особо чистого германия (ОЧГ).

Для регистрации альфа-частиц или осколков деления ориентированных

Рис. 0.2:

m 8 о 60 АО Z0

20 30 АО 50 60 70

7;иК

Q, мкВт.

f

/

/

/

/

/

А

/

/

/

м4

Рис. 0.3:

ядер вну три вакуумной рубашки рефрижератора растворения размещаются кремниевые поверхностно-барьерные детекторы. Конструкция детекторов, способных работать при температурах жидкого гелия, рзарабатывалась совместно с Радиевым институтом им. В.Г.Хлопина. Детекторы на основе кремния пооволяют регистрировать альфа-частицы при гелиевой температуре с энергетическим разрешением около 30 КеВ с типичным оначением запирающего напряжения 100—150 В.

Четвертая глава посвящена описанию эксперимента по измерению угловой анизотропии альфа-излучения ориентированных ядер 241Ат. Для деформированных ядер анизотропия вылета альфа-частиц является величиной, весьма чувствительной х теоретическим построениям и ее измерение имеет важное значение для теоретиков. Первая полуфеноменологичесхая модель альфа-распада деформированных ядер была предложена Хиллом и Ушшером. Рассматривалась анизотропия, обусловленная проникновением черео барьер, образованный чисто кулоновским потенциалом. Поскольку электростатический барьер для вытянутого ядра меньше и тоньше на полюсах, чем на экваторе, был сделан вывод о преимущественном испускании альфа-частиц с полюсов вытянутого сфероидального ядра. Для экспериментальной проверки этого предокаоант были выполнены измерения угловой анизотропии альфа-излучения некоторых актинидов, ориентированных при низких температурах комбинированным электрическим квадрупольным и магнитным дииольным взаимодействием в монокристаллах парамагнитных солеи. Парамагнитные соли имеют низкую теплопроводность и большие времена синн-решеточной релаксации, что существенно понижает степень доверия к получаемым количественным результатам. Но возникли и более серьезные трудности, относящиеся к качественной стороне интерпретации результатов и связанные с необходимостью привлекать дополнительные предположения о знаже электрического квадрупольного момента ядра, связанном с его деформацией, которые приводили к противоречиям. Поотому очень важно осуществить эксперимент, в котором направление оси ориентации спинов было бы точно известно. Это можно реализовать, внедряя актиниды в матрицы металла с кубической симметрией и ориентируя ядра магнитным сверхтонким взаимодействием. При этом направление ориентации точно определяется направлением внешнего магнитного поля. Использование металличес»их матриц, обладающих высокой теплопроводностью и малым временем ядерной спин-решеточной релаксации, исключает также возникновение в образце заметных градиентов температуры и позволяет выполнять надежные количественные измерения температурной зависимости анизотропии.

Были выполнены измерения угловой зависимости альфа-излучения ядер 241Аш, внедренных в подложки ЙгВез и ЯтЯе? является кубическим ферромагнетиком и можно ожидать, что в нем на адро америция действует сильное сверхтонкое поле. В силу того, что америций является ван-флековсхим па-

рамагнетижом, в парамагнитной платине, когда на ион америция действует лишь относительно небольшое внешнее магнитное поле (0,7 Т), ожидаемый оффехт ориентации должен быть слабым.

Угловое распределение альфа-частиц, испускаемых ориентированными ядрами, описываем выражением

+ д Е Аксгквк(Х)ек(ряе), (0.4)

подобным (1) с добавлением коэффициента II - доли ядер 341 Ат, на которые действует полное сверхтонкое поле. Экспериментальное оначение ани-оотропии определялось как отношение скорости счета при низкой температуре к скорости счета при температуре около 4 К, когда угловое распределение альфа-излучения можно считать шотропным. Знак анизотропии, полученный газ эксперимента, соответствует преимущественному испусканию альфа-частиц в направлении ядерной оси симметрии, то есть с полюсов ядра 241 Ат. Это означает, что альфа-частичные 8- и <1-вошщ (соответствующие значениям орбитального момента аиьфа-частиц Ь = 0 и 2) находятся в фазе. Значения А% и А4, рассчитанные по методу Бора, Фремана и Моттельсона, составляют: Лз = 0,7747, Л4 — 0,0756. Полученные в результате подгонки по методу наименьших квадратов значения параметров составили: для всего спектра - Ва = 400 ± 557', Я = 0,038 ± 0,002; для только глубоко внедренных атомов - В„ = 285 ±60Г, Д = 0,074±0,01. Для 541АтР1 не было обнаружено заметного отклонения от изотропного распределения альфа-частиц.

В пятой главе описаны эксперименты по измерению ядерной спин-решеточной релаксации в разбавленных сплавах Ре и Со с Рс1 и Р£.

Рапбавленные сплавы Со и Ре с Рс1 и 14 представляют собой системы, в которых атомы кобальта и железа образуют гигантские магнитные моменты. Величины этих моментов, как и критические для вооншшовения ферромагнетизма концентрации, в сплавах с чистыми палладием" и платиной блиохи. Существенное различие этих систем проявляется в различных знаках магнитного сверхтонкого ноля на ядрах Со: положительного в палладии и отрицательного в платине. Этот экспериментальный факт пока не получил удовлетворительного объяснения. Магнитное сверхтонкое поле для Зё-атомов определяется прежде всего поляризацией остова, которая дает отрицательный вклад в поле. Поэтому характерным является отрицательный знак сверхтонкого поля. Положительный знак сверхтонкого поля в палладии либо приписывают вкладу незамороженного орбитального взаимодействия, либо предполагают усиление положительного вклада взаимодействия с электронами проводимости (внешней 4я-ооны). Эти эффекты могут давать вклад в ядерную спин-решеточную релаксацию (СРР). Поэтому представляет интерес посмотреть, как скажется различие этих сплавов на скорости ядерной СРР и какую дополнительную информацию можно отсюда исв&зчь.

В металлах СРР можно характеризовать одним параметром - хонстан-

Таблица 0.1: «°Со в (Р(11_х1Пя)9вСо1

X 0 0.2 1

В„(Т) Ск(с-К) 21.64:0.5 (4.9±0.9)10-3 10.5±0.4 (4.6±0.8)10-4 -19.3±0.5 (9.6±0.8)10-к

той Корркнги Ск, которая при высоких температурах Т связана со временем СРР 2! простым соотношением: С к = Т1Г. Основные вклады в СРР в металлах дают контактное взаимодействие с электронами проводимости и электронами остова (Сс), прямое взаимодействие с орбитальным моментом ¿-электронов (С„ь) и косвенное взаимодействие с олектронами проводимости через спиновые водны (С,ю). Реоультирующее значение константы релаксации (ее обратное значение характеризует скорость релаксации) определяется соотношением

= СГ1 + С~\ + С;* +... (0.5)

Для измерения СРР испольоовался модифицированный вариант метода тер-моциклирования, предложенного Клейном. Метод основан на быстром иоме-нении температуры кристаллической решетки между двумя значениями при последовательном включении и выключении высокочастотного нагрева. Релаксация ядзрной спин-системы к новой температуре решетки детектируется по временной зависимости угловой анизотропии 7-иодучения ориентированных ядер. Измерения проводились на установке СПИН (ОИЯИ).

Ядерная СРР 80Со в (Рс^.Р^явСо,:

Для исследуемых сплавов предварительно были измерены магнитные сверхтонкие поля Вст на в0Со. Иомерения сплавов (Рс^^Р^^Со), проведенные во внешних полях 0,2 - 1,2 Т, показали существование магнитного насыщения при Вы > 0,5Т. Исследовались образцы с х = 0; 0.2; 1. Полученные значения магнитных сверхтонких полей приведены в таблице 0.1. Они согласуются с известными из литературы.

В измерениях СРР длительность импульса высокочастотного нагрева и скважность подбирались таким образом, чтобы за время ВЧ импульса и в промежутке между импульсами ядерная спин-система успевала достичь разновес^ с решеткой. Экспериментальные результаты были обработаны путем аппроксимации многоокспопенциальной зависимостью с одним параметром - *о л стаи той Корринги С*-. Необходимые для расчета начальная (Т;) и конечная (Ту) температуры определялись но равновесных участков временного спектра. Характерные для эксперимента значения Т,- = 15-18 тК, Ту = 19 - 25 тК. Полученные значения приведены в таблице.

Обращает внимание большое раоличие в значениях С* 60Со в Р(109Со1 и 1Ч8дСо]. Это раоличие не может быть обусловлено только раоницей в

плотности электронных состояний вблиои уровня Ферми матриц Pd и Pt. Действительно, в матрицах Pd и Pt, у которых плотности электронных состояний примерно одинаковы (соответственно 2,281 и 1,985 эВ-1 ), скорости СРР немагнитных примесей "Sc, MV, MNb, I03Rh практически не различаются (сравниваются скорости СРР для данного атома в обеих матрицах). Не раоличаются также приведенные скорости СРР 1/т%Ск {in • ядерное гиромагнитное отношение) ядер матриц (105Pd и 195Pt) соответственно в Pd и Pt: «0,9- 10~и сТ3/(-' и 1,0-10~14 сТ*К~К Для магнитной примеси Со это, как мы видим, не так.

Разницу значений С* в0Со в EdCo и EiCo не удается объяснить и наличием орбитального d-момента Со в Pd, который, наоборот, должен был бы приводить х росту скорости СРР в Pd. Ткким образом, предположение о незамороженном (полностью или частично) орбитальном моменте Со как источнике положительного сверхтонкого поля в Pd становится менее обоснованным. Причины ускорения релаксации Со в (Pdi-xPtx)ggCot с ростом х, а также изменение знака Вст при переходе от Pd к Pt, по видимому, следует искать в особенностях локального взаимодействия Со с окружающими его атомами матрицы. Расчеты сверхтонких полей и времени СРР, основанные на рассмотрении локальных взаимодействий примесных атомов с атомами матрицы, выполнены в настоящее время для немагнитных примесей и только для матриц желеоа и ни.»еля.

Ядерная СРР еоСо в Pd^Fe,, и Pt93Pe,:

Поскольку для систем PdCo и PtCo обнаружено существенное различие величин Сх> которое коррелирует с противоположными знаками сверхтонкого магнитного поля на ядрах примесных атомов Со, возник вопрос о опаках сверхтонкого поля на ядрах примесных атомов Со в сплавах PdFe и I4Fe. В этих сплавах ферромагнетизм определяется атомами Fe, тем не менее их магнитные характеристики (точки Кюри, значения гигантских моментов) мало отличаются от значений соответствующих характеристик сплавов PdS8Coi и PtggCoi. Поотому можно было ожидать, что и скорости релаксации (С^.1) 60Со в сплавах Pd и Pt с железом будут близки по величине к их значениям в сплавах с кобальтом. Однако эксперимент не подтвердил этого предположения.

Сверхтонкое поле на ядре Со ранее экспериментально в этих системах не определялось. Есть основания полагать, что в случае ElFe сверхтонкое поле на ядре Со отрицательно, так же как я в Ft Со. Этому не противоречит и наблюденный в эксперименте ход эффективного магнитного поля (Ввфф = BctJzBb, в зависимости от внешнего поля Вм. Из данных измерений следует оначение BCT(eoCo(Pt98Fe1)) = -20,1 ± 0,5 Т.

Дня образца eoCo(Pd89ltei) зависимость Вефф(Ввн) можно аппроксимировать по методу наименьших квадратов соотношением В^ — 22,ЪТ - (0,32 ± 0,1б)В.«. Хотя полученная зависимость, вследствие небольших по сравне-

Таблица 0.2: eoCo n Pd^Fc, и Pt8BFei

Матрица Pde0Fei Pt98Fe,

ВСТ(Т) 22,5 ±0,16 -20,1 ±0,5

Ск(оК) (7,2 ±1,2) Ю-4 (6,6 ±1,8)-Ю-4

Таблица 0.3: Значении релаксационных констант Сц дня 54 Me (В»ж = 1,16 Tu)

Матрица PdägFci PdgaCO! PtwFe!

С*, с К (1,7 ±0,3) • Ю-4 (5,9 ±0,2)-Ю-4 (0,9 ±0,3)' Ю-4

нию с Вст оначений Вм (максимальное значение 1,2Т) не лооволает надежно установить знак сверхтонкого поля, она не исключает вооможиость отрицательного Вст для 60Со в Pd^Pej. Реоультаты иомерений приведены в таблице 0.2. Если допустить, что знаки B« на Со в матрицах Pd99Fei и Pte9F«i одинаковы, то можно сделать вывод об одинаковом характере сверхтонких взаимодействий в обеих системах.

Ядерная СРР иМп в сплавах Fd^Fei, PdeeCoi и PtjaFej:

В отличие от сплавов Мп с Pd, которые упорядочиваются ферромагнитно с образованием гигантских моментов, сплавы Мп с Pt этих свойств не проявляют. Исследования магнитного сверхтонкого взаимодействия для Мп в ферромагнитных матрицах PdssFei, Pd88Coi и PtggFei, выполненные с помощью методики ориентированных ядер, обнаружили различное поведение эффективного магнитного поля (Ввфф) на ядре 54Мп соответственно 'в сплавах на основе палладия и платины. Это различие заключается в том, что, в то время как Ввфф на Мп в PdjôFcj и Pd^gCoi достигает насыщения во внешнем магнитном попе Bas > 0,4 'Iii, в PtaaFej насыщения В^фф на 64Mn не получено вплоть до Вин = 8 ТЪ. Характерная температурная зависимость Вц^ дня образца ''MnfPtjsFe!) свидетельствует о наличии неколлинеарности влектронных ы t-MciiTOB Мп относительно направления макроскопической намагниченности матрицы. Возможный механизм, ответственный за эффекты неколлинеарности в отой системе, обсуждается в шестой главе.

С целью получения дополнительной информации об олектронной структуре этих металлов были выполнены измерения ядерной спин-решеточной релаксации мМп в трех вышеназванных матрицах. Определенные путем ан-зроксиыацин экспериментальных данных значения Ск приведены в таблице ).3.

При аппроксимации данных временной зависимости угловой анизотропии

для образца мМв(Р1е9Ре1) вносилась поправка на иеколзииеарность моментов Мп путем введения в выражение для углового распределения гамма-получения (1) некоторого среднего угла ^ между моментами Мп и В„, определенного ранее в ядерно-ориентадионных экспериментах (см. шестую главу). При этом, однако, величины Ск, полученные иа намерений при двух оначениях внешнего магнитного поля (максимального 1,16 и 0,93 Тп) оказались неодинаковыми. Отсюда следует, что нельзя сказать, соответствует или нет полученное значение Ск при Вв» = 1,16 ТЪ высокополевому пределу для системы "Мп^ааЬ^). Измерения СРР для образцов "Мп^ввРеО и "Мп^ввСоО при нескольких оначениях Вм свидетельствуют о том, что Ск достигает высокополевого предела.

Сравнение полученных оначений 64Мп в матрица Рс^Ке) и Рё?9Со1 нокаоыиавт, что для первой иа двух систем релаксационная константа примерно в три раза меньше. Как уже говорилось, в металлах основные вклады в скорость релаксации дают контактное взаимодействие ядер с электронами дровбднмостя н электронами остова, прямое взаимодействие с.орбитальным магнитным моментом d-вseктpoнoв и косвенное взаимодействие с электронами проводимости через спиновые волны (0.5). Согласно оценкам наиболее существенными являются два последних вклада, сравнимых между собой по порядку величины. Матрицы PdSpFe1 и РЙ^Со! весьма схожи по своим магнитным свойствам и отличаются только типом ответственных за ферромагнетизм магнитных атомов (Ре или Со). Магнитное сверхтонкое паче для Мп в этих матрицах также одинаково (Вст « 38 Т). Однако наблюдаемое аномальное по знаку (положительное) магнитное сверхтонкое попе для Со в МСо может служить указанием на специфический характер л-¿-взаимодействия в отой системе по сравнению с Рс1Рс. Это обстоятельство, а также вшиожнос раолнчне в величине хоисталты жесткости, также определяемой магнитными атомами матрицы, позволяют сделать предположение о том, что наблюденная разность в скоростях релаксации 54Мп в Pdg9PeJ и Pd08Col обусловлена неодинаковыми спин-волновыми вкладами С^.

Шестая глава посвящена изучению ядерной ориентации 54Мп в сплавах платины с железом. В настоящей работе метод низкотемпературной ядерной ориентации использовался для изучения магнитного поведения разбавленной примеси "Мп в сплавах Р1 + 0,05 ат.%Ге, Р1 + 0,1 ат.%Ре, Рг + 1 ат.%Ре, Рг + 10 ат.%Ре а также в сплавах Pd + 1 ат.%Ре, Pd + 1 аТ.%(Соо,8Рео12). Концентрация Мп в образцах не превышала Ю-5 (с учетом содержанья стабильного Мп в радиоактивном сырье). Эксперименты по ядерной ориентации были выполнены на установке СПИН.

Измерялась 7-анизотропия \У(0°) \У(90°) Б4Мп в сплавах 14Ре с концентрациями Ре 0,05; 0,1; и 1% в зависимости от внешнего магнитного поля и температуры. Полевая зависимость анизотропии \У(0") была номер сна при температуре Тк12 тК. Для всех трех сплавов В»фф на Мп не достигает на-

Таблица 0.4: Параметры аппроксимации температурной оаписимости угловой анизотропии 7-иолучснил 54 Мп для сплавов PtFc

Содержание Fe в сплаве, ат.% В,.(Т) Аппрок с одним В«(Т) симация углом совфд Распред Лоренц? Вя(Т) еленис Г

0,05 1,16 0,69 36,2(3) 35,0(3) 0,920(2) 0,873(2) 37,1(3) 36,7(4) 0,099(3) 0,198(5)

0.1 1,16 0,93 0,69 34,0(6) 33,9(7) 33,8(6) 0,908(4) 0,891(5) 0,857(4) 35,0(6) 34,9(8) 35,8(8) 0,120(8) 0,154(11) 0,242(11)

1 1,16 0,93 36,8(8) 36,8(7) 0,870(5) 0,855(4) 38,7(10) 38,9(8) 0,223(13) 0,276,(13)

Во всех случаях получено, что (cos ф)т = 1

сыщения в приложенных внешних полях. Таюе поведение В„фф может быть свяаано либо с отсутствием полного выстраивания электронных моментов, либо с обраоованием спин-компенсированного состояния на узле Мп (эффект Кондо). Чтобы понять, чем обусловлен наблюдавшийся ход нолевой зависимости, рассмотрен температурный ход В^эд, (температурные зависимости были измерены при двух или трех значениях внешнего поля: Ввя = 0,69; 0,93 и 1,16 Т). Было получено, что В„фф с понижением температуры уменьшается. Ikioe поведение Ввфф однозначно указывает на то, что локальные оси квантования ядра, совпадающие с направлением электронных моментов Мп, отклоняются от оси макроскопической симметрии, определяемой внешним магнитным полем. Дня оценки степени наблюдавшейся нехоллинсарности были проведены расчеты в предположении, что для всех атомов Мп угол отклонения одинаков. Проводилась аппроксимация по методу наименьших квадратов экспериментальной температурной зависимости W(T) с двумя параметрами: cos<fa и В« (величина поля на ядре В* равна векторной сумме В»ж и Вст)- Полученные параметры прч^ставлены в табл. 0.4. В качестве более реалистического представления поведения спинов Мп были выполнены расчеты в предположении лоренцева или гауссова распределений ориентации моментов Мл относительно направления внешнего подя. Параметры аппроксимации в этом случае - Вж, (савф)т, соответствующий максимуму распределения, и полуширина Г или дисперсия а соответственно для распределений Лоренца или

ГЪусса. Распределения Лоренца и Г&усса были взяты » стандартной форме:

(Г/2)» + (*„.-«)*

(Г/2)«

(0.6)

и

G(z) = ехр{-(гт-х)Ч2аг]

(0.7)

где х = соаф, хш = (eos ф)т. На первом втапе расчетов, когда использовались данные, полученные при иомерении только вдоль внешнего магнитного ноля, W(0°,T), критерии согласия х2 Для распределении Лоренца и ГЪусса существенно не различались. В том случае, когда аппроксимация производилась совместно по данным W(0°,T) и W(9Q°,T), критерий согласия окапался лучшим для распределения Лоренца, хотя подгоночные параметры практически не изменились. В рамках обеих моделей расчета было получено, что для всех трех систем (сааф)т = 1 кри всех значениях внешнего поля. Результаты расчетов для распределения Лоренца приведены в таблице 0.4.

С целью выяснения характера магнитного упорядочения атомов марганца проводились исследования методом ядерной ориентации 54Мп, введенного в обраяец в виде принеси. Магнитное упорядочение атомов железа исследовалось с помощью эффекта Мессбауэра на ядре 57Fe. В качестве объекта исследования был выбран сплав PtaoF^io с концентрацией F\> заведомо выше порога ферромагнетизма. Для вчяснения вопроса о степени выстраивания магнитных атомов Fe, определяющих намагниченность сплава Pt90Fe10 были выполнены мессбауоровские измерения на ядре 57Fe во внешнем магнитном поло, параллельном направлению регистрации гаммь-квантов, Как известно, в по-лижристалличесхом образце в случае поляриоации его в продольном магнзт-ном поле интенсивность компонент сверхтонкой структуры, соответствующих переходам между оеемаиовехпми подуровнями с одинаковыми проекциями спилов (Лт — 0), равкы нулю. Ткянм образом, наличие ллн отсутствие второй и пртой компонент спектра сверхтонкой структуры 67Fe указывает соответственно на неколлинеарность или выстроенность моментов Fe.

Измерения эффекта Мессбауэра вначале проводились в нулевом внешне« поле в интервале температур от комнатной до « 5 К. При низкой температуре спектр представляет собой хорошо разрешенный секстет, соответствующий сверхтонкому полю Вст = 33,2±0,6 "Di. Ио температурной зависимости Вст была определена точга Кюри для данного образца: Тс и 160 К. Это значение хорошо согласуется с величиной 159,5 К, полученной для сплава того же состава. Измерения во чнешием магнитном поле 0,5 и 1 Ti были выполнены при температуре 4,2 К. Мессбауэровсхий спектр, измеренный в продольном магнитном поле 1 'Di, свидетельствует о выстроенности магнитных моментов атомов Fe вдоль направления внешнего магнитного поля.

Были выполнены также измерения гаммаганизотропии ядер 6<Mn d зависимости от внешнего поля при постоянной температуре н от температуры во

внешнем магнитном поле 0,46 и 1,16 Тп. Ио зависимости В„фф на "Мп в матрице Р1в0ЕЪ10 от внешнего магнитного поля В»„ бьшо видно, что магнитное поле на ядре практически постоянно при ВаЕ 2 0,3 и равно « 28 ТЪ. Эта величина существенно ниже, чем сверхтонкое попе для Ми в Р1 — Вст = 37,5 Ти. Реоультаты температурных намерений, выполнения при двух значениях внешнего магнитного ноля, свидетельствуют о том, что В„фф уменьшается с понижением температуры. Как уже отмечалось выше, такая зависимость свидетельствует о неколлинеарности моментов Мп относительно направления макроскопической намагниченности, которое совпадает с направлением выстраивания атомов железа вдоль внешнего магнитного поля.

Выла выполнена аппроксимация экспериментальной температурной зависимости \У(Т) совместно по данным измерений от двух детекторов в предположении лорснцева или гауссова распределений направлений спинов Мп. По критерию согласия х3 лоренцево распределение оказалось предпочтительней. Для обоих значений внешнего магнитного поля получено: В(5,Мп)= 38,4±0,6 ТЪ, (соаф)т= 1, Г=0,08.

Суммируя полученные окспериментальнык результаты, нужно отметить следующее.

1. Измерения эффекта Мессбаувра показали, что в приложенном внешнем магнитном попе атомы Ре, ответственные за ферромагнетизм исследуемого сплава РЦдРсю, практически полностью выстроены вдоль направления внешнего магнитного поля. Таким образом, можно утверждать, что ось макроскопической намагниченности матрицы совпадает с направлением внешнего магнитного поля.

2. Ядерно-ориентэционные исследования примесного иМп свидетельствуют о том, что имеет место неколлинсарность магнитных моментов Мп относительно оси макроскопической намагниченности матрицы.

3. Полевая зависимость Вофф на Мп указывает на постоянство В„фф во внешнем ноле, превышающем 0,3 Тп.

Результаты работы позволяют сделать вывод, что систему 64Ми(1ЧЭ0Ре10) можно описать как состоящую ио двух спиновых подсистем: моментов Ре, выстроенных вдоль направления внешнего магнитного ноля, и частично не-холлинеарных моментов Мп.

Были проведены аналогичные исследования ядерной ориентации 64Мп.в ферромагнитных матрицах Р<1 + 1%Ре и Рс1 + 1%(Со018Ес0,з). Ио померенных полевых зависимостей Вв$ф следует, что в данном случае значения Вц^ для Мп в обеих системах существенно выше, чем для матриц 1НРе при тех же значениях Вм, хотя полного насыщения не наблюдается. При В,в = 1,16 Т поля близки к величине Вст для Мю в Рс1: Вст = 38,0 Т. В этом случае, так же, как и в сплавах с Р1, зависимость Ввф^Вш) лежит несколько ниже для сплава с бо'льшим содержанием Ре.

Были измерены также температурные зависимости \У(0в,Т) при В„н =

Таблица 0.5: Параметры поренцевой аппроксимации температурной зависи-мостя угловой анизотропии 7-излучения иМп для сплавов на основе Р(1

Сплав Ввн(Т) B.(T) Г

Pd + l%Fe 0,56 0,37 37,3(2) 38,3(2) 0,012(1) 0,026(1)

Pd + l%(Co0i8Fe0|3) 0,32 38,0(3) 0,020(2)

Во всех случаях получено, что (cos ф)т = 1

0,37; 0,56; и 1,16 Т для Pd + l%Fe и при Вая = 0,32 и 1,16 Т для Pd + l%(Co,Fe). При Ввн = 1,16 Т температурная зависимость Ввфф выражена слабо, что свидетельствует о том, что магнитные моменты Mil почти выстроены. При более низких оначениях внешнего поля наблюдается явная оависимость В,44 от температуры. Для низкополевых температурных оависимостей W(0°,T) была выполнена аппроксимация с лоренцевым распределением по описанной выше процедуре. При отом для обоих сплавов были получены одинаковые значения Вя к 38 Т, см. табл.0.5 .

Итак, но системе 64Mn£tFe получено:

а) Для сплавов Pt + 0,05%Fe и PJ, + l%Fe магнитное поле на ядре В, хорошо согласуется с известной величиной Вст дня Мп в Pt: Вст = 37,5 Т. Нескоаыо более ншхое оначение В, получено для сплава Pt + 0,l%Fe.

б) Степень нехоллинеарности, определяемая величинами cos фа и Г (или а ), соответственно в моделях с одним углом и распределением Лоренца (или Гаусса), возрастает с увеличением концентрации Fe в сплаве.

в) совфй, Г (и а) уменьшаются с ростом Вм (для В, корреляции с ВВЕ не наблюдается). Полного выстраивания спинов Мп в Pt + l%Fe не достигается вплоть до величины внешнего магнитного поля 8 Т. Для образцов Pt + 0,05%Fe и Pt + 0,l%Fe насыщение B^ наступает во внешних полях соответственно -1 и 6 Т. Для сравнения укажем, что в сплавах с содержанием Fe в Pt а Зррт оффехты неколлинеарности Мп исчезают при значении Ввж = 0,69 Т.

г) Поскольку но критерию согласия модель с распределением Лоренца оказывается более предпочтительной, чем с распределением Гаусса, можно предположить, что заметная доля спинов Мп имеет большие углы отклонения от макроскопической оси намагниченности.

Обнаруженная нехошшнеарность спинов Мп в сплавах PtFe ставит вопрос о магнитном насыщении матрицы. Для прояснения отого обстоятельства были проведены в аналогичных условиях измерения ядерной ориентации магнитной примеси в0Со в этих же матрицах. Измерения показали, что в приложенных внешних полях В^ для Со достигает насыщения, а темпе-

ратурная оависимость В8фф отсутствует. Полученные результаты, очевидно, указывают, что матрица магнитно насыщена. Заметим, что для ферромагнитного образца 60Со: Pt 4- l%Fe В^фф достигает насыщения быстрее, чем для остальных двух обраоцов, в то время как для примеси Мп ситуация прямо противоположна.

TtLXHM образом, можно заключить, что в системах 54MnPtFe имеет место сосуществование двух типов магнитного поведения: неколлинеарностн (кан-тинга) спинов Мп и магнитно упорядоченной матрицы. Значительная раао-риентация спинов Мп свидетельствует о наличии в системе взаимодействий, препятствующих выстраиванию Мп по направлению внешнего поля. Возрастание степени неколлинеарности Мп с увеличением содержания Fe в сплаве с несомненностью указывает на то, что источником взаимодействий, вызывающих отклонение моментов Мп от направления макроскопической намагниченности, являются атомы Fe.

Известно, что прямое взаимодействие Мп-Мп и Mn-Fe является антиферромагнитным. Косвенная антиферромагнитная связь также может возникнуть вследствие знакопеременного взаимодействия РККИ-типа. Нужно заметить, однако, что из-за низкой концентрации Мп (< 10~6) в исследуемых образцах прямая связь Мп-Мп вряд ли возможна. Остается предположить, что основным взаимодействием, ответственным оа нехоллинеарность моментов Мп относительно направления внешнего магнитного поля, является антиферромагнитное взаимодействие Mn-Fe.

Результаты, полученные для 64Мп в Ed(Co,Fe), свидетельствуют о затрудненности выстраивания моментов Мп, тем большей, чем выше концентрация Fe в сплаве. ТЪ обстоятельство, что эффекты неколлинеарности для сплавов па основе Pd выражены слабее, связано, очевидно, с существованием ферромагнитного взаимодействия гигантских моментов Мп и Fe (или Со) в Pd.

В заключении диссертации перечислены основные результату и выводы.

Основные результаты диссертации опубликованы в следующих работах:

1. Грибов A.C., ГУревич Г.М., Думеш B.C., ТЪпалов C.B. // Установка НОРД для исследований с ориентированными ядрами. Препринт ИЛИ All СССР, 1986, П-0454

2. Бартош М., ГУревич Г.М., Брзинкян А.Л., Павлов В.П., Парфенова В.П., Роттер М., Седлах Б., Топалов C.B., Трхлик М., Чижек П. // Ядерная спин-решеточная релаксация б0Со в (Pdi_iPti)ssCoi при сверхнизких температурах. ЖЭТФ, 93, вып.1(7), 1987, с.242-247.

3. 1^хлик М., Седлак Б., Ероинхяи A.J1., Парфенова В.И., Гурсвич Г.М., Топалов C.B., Малинский П., Павлов В.Н. // Observation of Мп spin canting in PtFc alloys at low temperatures. Journal of Physics F Ц, 1988, L237-L240.

4. Александров Б.М., ГУревич Г.М., Топалов С.В., Шишкин Д.Л. // Угловая аниоотропия альфа-иолучения, испускаемого ориентированными ядрами г<1Ат. Краткие сообщения по фшзике, No б, 1989, с.53-55.

5. Трхлик М., Седпак В., Парфенова В.П. Ероинкян A.JI., Гуревич Г.М., ТЬналов С.В., Малинский П., Павлов В.Н., Фингер М. // Nuclear orientation study of i4Mn impurity in Ptjoo-xFe* alloy. Hyperfine Interactions 50 (1989) p.749-754.

6. ГУревич Г.М., Ероинкян A.JI., Павлов B.H., Парфенова B.II., Седлая В., Топалов С.В., Трхлик М. // Особенности магнитного упорядочения примесных атомов Мп в раобавленных сплавах PtFle и Pd(CoFfe) при ниоких температурах. ЖЭТФ, 97, вып.4, 1990, с.1254-1261.

7. ГУревич Г.М., Топалов С.В., Шишкин Д.Л. // Angular anisotropy oi the alpha emission from nuclei oriented by magnetic hyperfine interaction. Hyperfine Interactions, 59, 1990, c.105-108.

8. Ероинкян А.Л., Парфенова В.П., ГУревич Г.М., ТЪпалов С.В., Шишкин Д.Л., Фингер М., Капуста С., Павлов В.Н., Словах Я. // Nuclear orientation study of low temperature magnetization of 51 Mn impurity in ferromagnetic PtPe alloy. Hyperfine Interactions, 59, 1990, c.457-460.

9. ГУревич Г.М., Ероинкян А.Л., Капуста С., Парфенова В.П., Седлал Б., Топалов С.В., Трхлик М., Фингер М. // Ядерная спин-решеточная релаксация S4Mn в ферромагнитных сплавах на основе Pd и Pt. Иввестия All СССР (сер. фиоич.), т.54 No 9, 1990, с.1686-1689.

10. Гуревич Г.М., Ероинкян AJI., Парфенова В.П., Рейман С.И., ТЪпалов С.В., Шишкин Д.Л. // Выстраивание магнитных моментв Fe и Мп в ферромагнитном сплаье PlFe. ЖЭТФ, Ж, вып.4, 1991, с.1303-1310.

11. 1Уревич Г.М., Ероинкян А.Л., Павлов B.II., Парфенова В.П., ТЪпалов С.В., Трхлик М., Седлак В., Словак Я., Шишкин Д.Л., Фингер М. // Научение магнитного поведения примесных атомов Со в panбавлепном сплаве PtFe методом низкотемпературной чдериой ориентации. Иовестия РАН (сер. фиоич.) 56 No 7, 1992, с.169-172.

12. Гуревич Г.М., Ероинкян А.Л., Лештак Л., П.Малинский П., Парфенова В.П., Седлах В., Топалов С.В., Трхлик М., Чижек II. // Иоучение ядерной спин-решеточной релаксации в0Со в PdosFei и PtogFei методом ниоютемпературной ядерной ориентации. Краткие сообщения но фи-иикс, 5, 1988, с.39-41.

J3. Бартош M., 1УревичГ.М., Ероинкян A.J1., Павлов Б. 11., Парфенова R.H., Роттер М., Седлах Б., '1Ьпалов С.В., I'pxniiK М., Чижек II. // Ядерная снин-решсточная релаксация й0Со в (1М1_х1Чг)В8Со1 при сверхниоких температурах. Препринт ОИЯИ Р6-86-357, 1986.

14. ¡Уреиич Г.М., Ероинкян А.Л., Лештак Л., Малинский П., Парфенова В.П., Роттер М., Топалов С.В., Трхлик М., Чижек П. // Ядерная ориентация 54Мп в PtPe: нарушение локальной симметрии спинов Ми при ншз&их температурах. Препринт ИЯИ АН СССР, П-0554, 1987.

15. Гуревмч Г.М., Ераипкян А.Л., Павлов В.П., Парфенова В.П., Седлах Б., Топалов С.В., Трхлик М. // Особенности магнитного упорядочения примесных атомов Мп в разбавленных сплавах PtBe и Pd(CoFe) при низких температурах. Препринт ОИЯИ Р14-89-464, 1989.

16. 1Уревич Г.М., Ерзипхян А.Л., Парфенова В.II., Ройман С.И., г1Ъпа-лов С.В., Шишкин Д.Л. // Mossbauer and Nucleai Orientation Study of Fe and Mn Local Magnetization in PtFe Ferromagnet. Препринт ИЯИ АН СССР No 708, 1991.