Письма в ЖЭТФ, том 110, вып. 12, с. 799 - 805

Измерение жесткости спиновых волн в аморфных ферромагнитных

микропроводах методом малоуглового рассеяния поляризованных

нейтронов

С. В. Григорьев^+∗1), К. А. Пшеничный^+∗, И. А. Барабан^×, В. В. Родионова^×, К. А. Чичай^×, А. Хайнеманн^◦

⁺Петербургский институт ядерной физики, НИЦ “Курчатовский институт”, 188300 Гатчина, Россия

^∗Санкт-Петербургский государственный университет, 198504 С.-Петербург, Россия

^×Балтийский федеральный университет им. И. Канта, 234041 Калининград, Россия

^◦Helmholtz Zentrum Geesthacht, 21502 Geesthacht, Germany

Поступила в редакцию 20 октября 2019 г.

После переработки 13 ноября 2019 г.

Принята к публикации 13 ноября 2019 г.

Представлены результаты измерения спин-волновой жесткости ферромагнитного микропровода,

представляющего собой аморфную жилу соединения Fe77.5Si5.5B15 диаметром 10 мкм в стеклянной обо-

лочке. Исследования проводились методом малоуглового рассеяния поляризованных нейтронов. В со-

ответствии с квадратичным законом дисперсии для ферромагнетика, рассеяние нейтронов на спиновых

волнах сконцентрировано внутри конуса с углом отсечки θC . Угол отсечки θC был получен сравнением

антисимметричного вклада в интенсивность рассеяния поляризованных нейтронов с модельной функ-

цией для магнитного поля, которое изменялось от 3.40 до 41 мТ. При этом угол отсечки θC уменьшался

в соответствии с уравнением θ^2C (H) = θ²⁰ - (gµBH + Δ)θ0/Ei, где θ0 = ℏ²/(2Amn). Жесткость спиновых

волн A и щель в спектре спиновых волн Δ были получены из полевой зависимости θ^2C (H). Величина

жесткости спиновых волн ферромагнитного микропровода Fe77.5Si5.5B15 при комнатной температуре

равна A = 82(3) мэВÅ2, а энергетическая щель Δ = 0.048(2) мэВ. Показано, что эта методика измере-

ния жескости спиновых волн может быть успешно использована на компактных (с малым и средним

потоком) импульсных источниках нейтронов на основе ускорителей.

DOI: 10.1134/S0370274X19240068

Свойства магнитных материалов в значительной

су и имеет щель, пропорциональную магнитному по-

степени зависят от характера взаимодействия меж-

лю. Однако малое сечение неупругого рассеяния ней-

ду электронами и величины обменного интеграла.

тронов делает эти методы прерогативой узкого кру-

Возможность измерения величины этого взаимодей-

га специалистов, способных поставить физическую

ствия связана, в первую очередь, с измерением дина-

задачу и выполнить статистически достоверные из-

мических свойств спиновой системы, а именно, спек-

мерения на высокопоточных источниках нейтронов.

тра спиновых волн. Одним из самых прямых, ин-

При этом стандартными образцами для таких из-

формативных и надежных способов измерения спин-

мерений служат монокристаллы (трехосная спектро-

волнового спектра магнитных материалов является

скопия) и поликристаллы (спектроскопия по времени

неупругое рассеяние нейтронов. Среди методов, раз-

пролета) объемом в несколько кубических сантимет-

витых за последние 70 лет, можно перечислить метод

ров.

трехосной нейтронной спектроскопии и метод спек-

Альтернативным способом измерения спин-

троскопии по времени пролета нейтронов, в которых

волновой жесткости ферромагнетиков оказался

измеряется зависимость энергии возбуждения от пе-

метод МалоУглового Рассеяния Нейтронов (МУРН)

реданного импульса [1, 2]. Используя эти методы,

[3]. Метод был успешно применен для исследования

было экспериментально показано, что спектр спино-

спиновых волн в аморфных ферромагнетиках [4, 5],

вых волн ферромагнетиков в длинноволновом пре-

в инварном железо-никелевом сплаве Fe₆₅Ni₃₅ [6, 7],

деле (ka ≪ 1) является квадратичным по импуль-

в образце монокристалла Ni-Mn-Ga [8, 9]. Основы

метода детально описаны в работе [7] на приме-

¹⁾e-mail: grigoryev_sv@pnpi.nrcki.ru

ре изучения температурной эволюции спиновой

²⁾A. Heinemann.

динамики в железо-никелевом сплаве Fe₆₅Ni₃₅.

Письма в ЖЭТФ том 110 вып. 11 - 12

2019

799

800

С. В. Григорьев, К. А. Пшеничный, И. А. Барабан и др.

Интересное развитие эта методика недавно по-

Кроме того, спектр также имеет “ротонный” харак-

лучила при измерении жесткости спиновых волн

тер [21], т.е. в нем обнаружен минимум энергии при

в геликоидальных магнетиках с взаимодействием

величине волнового вектора k ≈ 3Å-1, определяе-

Дзялошинского-Мория (ДМ). Как было показано

мом максимумом структурного фактора и характе-

[10], даже в полностью поляризованном состоянии

ризующим масштаб неоднородности структуры [22].

присутствие ДМ взаимодействия приводит к кираль-

Возможно, что неполевая щель в спектре и ротонный

ности спиновых волн и к асимметричному сдвигу

характер спиновых волн имеет одну природу, однако

кривой дисперсии в направлении магнитного поля на

это остается до конца невыясненным.

величину, равную волновому вектору спирали: ǫ_k =

Не менее интересной оказывается возможность (с

= A(k - k_s)² + gµ_B(H - H_C2), где k_s - волновой

помощью метода МУРН) измерения малых величин

вектор спиновой спирали, а H_C2 - критическое по-

энергетической щели неполевой природы Δ в спек-

ле перехода из геликоидального состояния в фер-

тре спиновых волн ферромагнетика, которая откры-

ромагнитное, поляризованное магнитным полем. В

вается с измерением полевой зависимости угла от-

таких системах магноны, распространяющиеся па-

сечки при различных значениях энергии E_i пада-

раллельно и антипараллельно внешнему магнитному

ющей нейтронной волны (ур. (4)). Эта возможность

полю, имеют различный характер. Это явление на-

реализуется в случае, когда величина щели Δ ока-

звано магнитохиральной невзаимностью распростра-

зывается больше или порядка щели, обусловленной

няющихся магнонов, причем знак их невзаимности

магнитным полем. Влияние неполевой щели выра-

зависит от киральности магнитной системы [11, 12].

жается в сильной зависимости угла отсечки θ_C от

Именно благодаря высокому импульсному разреше-

энергии нейтрона E_i, особенно в малых полях. Воз-

нию метода МУРН удалось экспериментально по-

можность измерения энергетической щели открыва-

казать необычный вид дисперсионного соотношения

ется для “мягких” ферромагнетиков, среди которых

и измерить величину и температурную зависимость

аморфные магнитные материалы занимают замет-

жесткости спиновых волн для целого ряда соедине-

ную нишу.

ний: для MnSi [10], в Mn_xFe_1-xSi [13], в Fe_xCo_1-xSi

Еще одно достоинство метода связано с тем фак-

[14, 15], в Cu₂OSeO₃ [16]. Несмотря на заметный ин-

том, что для исследования методом малоуглового

терес к методу, возникший благодаря исследовани-

рассеяния поляризованных нейтронов требуется

ям магнетиков с взаимодействием ДМ, его потенци-

небольшое (по сравнению с трехосными спектромет-

ал в изучении свойств ферромагнитных материалов

рами) количество образца (обычно около 0.01 см³).

еще далеко не исчерпан. Использование метода для

Это обусловлено двумя факторами. Во-первых,

нецентросимметричных ферромагнетиков, таких как

формфактор магнитного рассеяния близок к 1 в

LiFe₅O₈ [11], даст информацию об энергетическом

области малых углов рассеяния, но он падает на

ландшафте системы, поскольку карты интенсивно-

порядок при рассеянии на большие углы. Во-вторых,

сти малоуглового рассеяния нейтронов позволят пря-

измеряемая интенсивность в методе малоуглового

мо определить не только константу жескости спино-

рассеяния интегрируется по энергии, что на порядки

вых волн, но и величину ДМ взаимодействия.

улучшает статистику измерений по сравнению с

К неоспоримым достоинствам метода следует от-

дифференциальными измерениями, выполненными

нести тот факт, что исследуемые образцы ферромаг-

методом трехосной спектроскопии нейтронов.

нетиков необязательно должны быть монокристал-

Метод измерения спин-волновой жесткости

лами или даже поликристаллами. Это условие осо-

с помощью МУРН основан на том факте, что

бенно актуально для ферромагнитных нанокристал-

при рассеянии нейтронов на спиновых волнах,

лов, наночастиц и, особенно, аморфных ферромаг-

удовлетворяющих дисперсионному соотношению

нитных сплавов [3-5]. Как показали эксперименты

для ферромагнетика (ур. (1)), волновой вектор

методом трехосной спектроскопии нейтронов, энер-

рассеянного нейтрона k_f описывает две сферы в

гетический спектр элементарных магнитных воз-

обратном пространстве (q_x, q_y, q_z) (рис.1)

[3-7].

буждений аморфного ферромагнетика оказывается

Это является следствием законов сохранения им-

квадратичным в области малых импульсов k и ха-

пульса и энергии нейтрона в процессе рассеяния.

рактеризуется небольшой щелью Δ, не связанной с

При этом из-за того, что рассеяние осуществляется

магнитным полем и не зависящей от температуры

под малыми углами, ось обратного пространства

[17-20]:

q_z соответствует неупругой составляющей пере-

данного импульса нейтрона и пропорциональна

ǫ_k = Ak² + Δ + gµ_BH.

(1)

переданной энергии ω, а оси (q_x, q_y) являются

Письма в ЖЭТФ том 110 вып. 11 - 12

2019

Измерение жесткости спиновых волн в аморфных ферромагнитных микропроводах...

801

магнитострикцией имеют доменную структуру ти-

па Ландау-Лифшица, которая состоит в основном из

одного большого домена с намагниченностью, ориен-

тированной в осевом направлении. Перемагничива-

ние происходит скачком Баркгаузена, т.е. быстрым

распространением вдоль оси микропровода домен-

ной границы, находящейся между большим аксиаль-

ным и кольцевым доменами. Петля гистерезиса в та-

ком случае имеет прямоугольный вид с коэрцетивной

силой, равной 0.2 мТл, а сами микропровода облада-

ют свойством магнитной бистабильности. При пере-

магничивании микропровода доменная стенка дви-

жется по проводу с определенной скоростью, кото-

рая заметно меняется в зависимости от температуры

и прикладываемого магнитного поля [23-25].

Магнитные характеристики аморфных и нано-

Рис. 1. (Цветной онлайн) Кинематическая схема мало-

кристаллических магнитомягких материалов хоро-

углового рассеяния нейтронов на спиновых волнах в

шо описываются в терминах модели неоднородно-

ферромагнетике

го на наномасштабе магнетика со случайной анизо-

тропией [26-28]. Важной особенностью этой модели

компонентами упругой составляющей переданного

является установление связи между макроскопиче-

импульса.

скими и микроскопическими параметрами. Модель

Уравнения для сфер, выраженные в терминах уг-

позволяет из кривой намагничивания M(H) опре-

лов рассеяния (θ_x, θ_y), имеют вид:

делить параметры средней корреляционной длины

магнитной неоднородности и средней анизотропии в

(ω - θ₀)² + θ^2x + θ^2y = θ^2C,

(2)

ней. Более того, было показано, что размерность си-

(ω + θ₀)² + θ^2x + θ^2y = θ^2C,

(3)

стемы обменно-связанных зерен определяет показа-

тель в степенной зависимости приближения намаг-

где ω = ω/2E_i - переданная нейтрону энергия, θ₀ =

ниченности к насыщению [26] и, следовательно, мо-

= ℏ²(2Am_n)^-1 - параметр, связывающий жесткость

дель неоднородного магнетика со случайной анизо-

спиновых волн A с массой нейтрона m_n. Радиус сфе-

тропией описывает не только низкоразмерные систе-

ры представлен через угол θ_C , квадрат которого вы-

мы с размерностью, равной 1 или 2 [26, 29], но мо-

ражается через θ₀ и линейно зависит от величины

жет быть использована и при анализе фрактальных

внешнего поля H [7]:

свойств магнитных систем [30, 31]. Однако, несмотря

на успех в описании свойств магнитомягких аморф-

θ^2C(H) = θ²⁰ - (gµ_BH + Δ)θ₀/E_i.

(4)

ных магнетиков, модель не дает величины обменной

В методе малоуглового рассеяния нейтронов сече-

константы (жесткости спиновых волн), поэтому за-

ние рассеяния интегрируется по энергии, и поэтому

дача ее прямого измерения методами рассеяния ней-

сферы рассеяния проецируются на плоскость (θ_x, θ_y),

тронов оказывается необыкновенно актуальной.

а детектируемая интенсивность представляет собой

Эксперимент по малоугловому рассеянию ней-

круг с радиусом θ_C (H) (рис. 1).

тронов проводили на установке SANS-1 в Центре

В этой работе мы покажем, что, несмотря на

Майер-Лейбница (Мюнхен, Германия). Использова-

небольшое количество и аморфное состояние матери-

ли поляризованный пучок нейтронов с длиной вол-

ала, метод малоуглового рассеяния поляризованных

ны λ = 0.6 нм. В качестве образца использовали

нейтронов в наклонной геометрии магнитного поля

около 100 микропроводов длиной 10 мм соединения

можно использовать для измерения жесткости спи-

Fe_77.5Si_7.5B₁₅. Набор микропроводов длинной осью

новых волн в магнитных микропроводах. Ферромаг-

располагали под углом 35^◦ по отношению к оси пуч-

нитный микропровод представляет собой аморфную

ка в плоскости (x, z). Магнитное поле (3.4-41 мТл)

жилу соединения Fe_77.5Si_7.5B₁₅ в стеклянной оболоч-

прикладывали также под углом 35^◦ градусов к пада-

ке [23, 24]. Диаметр жилы 10 мкм, а диаметр все-

ющему пучку нейтронов и параллельно нанонитям.

го провода вместе со стеклянной оболочкой 21 мкм.

В методе наклонной геометрии используют

Такие магнитные микропровода с положительной

поляризационно-зависящую часть (киральный ка-

Письма в ЖЭТФ том 110 вып. 11 - 12

2019

802

С. В. Григорьев, К. А. Пшеничный, И. А. Барабан и др.

нал) рассеяния поляризованных нейтронов для

выделения исключительно рассеяния на спиновых

волнах в ферромагнетиках, вычитая при этом как

фон от ядерного рассеяния, так и от падающего

нейтронного пучка. Интенсивность нейтронного

рассеяния I(P₀, Q) измеряли в зависимости от угла

рассеяния с поляризацией падающих нейтронов по

или против направления поля при разных значениях

поля и T = 300 K. Обнаружено, что для поляризации

падающих нейтронов (+P₀) появляется плечо интен-

сивности в рассеянии слева, при отсутствии такого

плеча справа от нуля переданного импульса q = 0.

Напротив, для поляризации падающих нейтронов

(-P₀) появляется плечо в рассеянии справа, при

отсутствии такого плеча слева от q = 0. Очевидно,

что поляризационно-зависящая часть рассеяния, вы-

деляемая как ΔI(θ) = I(+P₀, θ)^∪I(-P₀, θ), является

Рис. 2. (Цветной онлайн) Карта интенсивности малоуг-

асимметричной. Эта асимметрия в эксперименте

лового рассеяния нейтронов на микропроводах соеди-

обусловлена направлением магнитного поля и ки-

нения Fe77.5Si7.5B15, d/D = 10/21, при значении маг-

ральной природой спиновых волн. В случае H,

нитного поля µ0H = 3.4 мТл и T = 300 K

лежащем в плоскости (xz), эта асимметрия более

всего выражена вдоль x-й компоненты переданного

импульса Q_x.

На рисунке 2 представлена карта интенсивно-

сти поляризационно-зависящей части рассеяния ней-

тронов на микропроводах соединения Fe_77.5Si_5.5B₁₅,

d/D = 10/21, при значении магнитного поля µ₀H =

3.4 мТл. В правой (относительно центра) части кар-

ты интенсивность имеет ясно выраженные положи-

тельные значения, а в левой части - отрицательные.

Эти области с ненулевыми значениями (положитель-

ными и отрицательными) наблюдаются только вбли-

зи центра, внутри окружности определенного радиу-

са. Все значения ΔI(θ) за пределами этой окружно-

сти равны нулю в пределах статистической ошибки.

Для определения угла отсечки θ_C интенсивность

Рис. 3. (Цветной онлайн) Зависимость интенсивности

рассеяния нейтронов ΔI(θ) была азимутально усред-

ΔI от угла θx, полученная в результате азимутального

нена по угловому сектору 120^◦, как для правой, так

усреднения двумерных карт

и для левой частей карты, как показано на рис. 2.

Обе зависимости - [-ΔI(θ_x)] для отрицательных зна-

чений θ_x и [ΔI(θ_x)] для положительных значений

Квадрат угла отсечки θ^2C показан на рис.4 в

θ_x - суммировали. Усредненная зависимость интен-

зависимости от поля при T = 300 K. В соответствии

сивности рассеяния от угла рассеяния θ представ-

с моделью θ^2C линейно зависит от магнитного поля

лена на рис. 3 для разных значенй магнитного поля

(ур. (4)). Аппроксимируя зависимость этим выраже-

H = 3.4мТл, H = 12.38мТл и H = 32.0мТл при тем-

нием, можно с высокой точностью определить зна-

пературе T = 300 K. Угол отсечки θ_C (H) получали

чение параметра θ₀ = 25(1) мрад и Δ = 0.048(2) мэВ.

из экспериментальной зависимости I от θ_x, аппрок-

Величина жесткости спиновых волн ферромагнитно-

симируя полученные данные следующей функцией:

го микропровода Fe_77.5Si_5.5B₁₅ при комнатной темпе-

1/2-(1/π)arctan(2(θ-θ_C)/δ). Положение угла отсеч-

ратуре равна A = 82(3) мэВÅ2.

ки θ_C определяли как среднее положение на обрыве

Следует заметить, что жескость спиновых волн

arctan-функции, а размытие обрыва δ определяется

измерена в этом материале впервые. Основная труд-

разрешением установки.

ность измерения этой, самой главной, характери-

Письма в ЖЭТФ том 110 вып. 11 - 12

2019

Измерение жесткости спиновых волн в аморфных ферромагнитных микропроводах...

803

Важно отметить, что угол отсечки θ₀ = ℏ/(2Am_n)

зависит от жесткости спиновых волн и массы ней-

трона, но не зависит от длины волны нейтрона. Это

означает, что нейтроны всех длин волн (всех энер-

гий), падающие на образец и рассеянные на спино-

вых волнах, будут ограничены одним и тем же кону-

сом рассеяния. Следовательно, в экспериментах на

импульсном источнике можно не дифференцировать

по длине волны, а суммировать все нейтроны, всего

импульса от источника, которые будут лишь увели-

чивать суммарную интенсивность рассеяния.

Эта особенность, однако, перестает работать, если

приложить магнитное поле или щель Δ не равна ну-

Зависимость квадрата угла отсечки θ^2C от напряженно-

лю (см. ур.(4)), поскольку второй член в выражении

сти приложенного магнитного поля

ур. (4) обратно пропорционален энергии, т.е. квадра-

тично зависит от длины волны нейтрона. Чтобы про-

иллюстрировать вышесказанное, мы смоделировали

стики магнитного материала состоит в том, что

малоугловое рассеяние поляризованных нейтронов

микроскопические количества магнитного материа-

на спиновых волнах в ферромагнетике с жесткостью

ла невозможно исследовать такими методами ней-

спиновых волн, равной A = 200 мэВÅ2 и Δ = 0. На

тронной спектроскопии, как трехосная спектроско-

рисунке 5 показана асимметричная поляризационно

пия и спектроскопия по времени пролета. Количе-

ство образца, которое было использовано в этом экс-

перименте, составило всего лишь 0.03 мм³, в то время

как стандартные эксперименты требуют 100 мм³ об-

разца для получения детектируемого на фоне шумов

сигнала. Другим препятствием к измерению спин-

волновой жесткости магнитных материалов являет-

ся время-затратность и труднодоступность методов

нейтронной спекроскопии, работающих лишь в боль-

ших нейтронных центрах, лишь на значимые фунда-

ментальные задачи. Для того, чтобы сделать такие

измерения рутинной процедурой, необходимо разви-

тие и строительство компактных источников нейтро-

нов на основе импульсных ускорителей [32-34].

В этой связи следует отметить, что эксперимент,

представленный в настоящей работе, как и те, что

выполнены в работах [3-7], были произведены на

монохроматических пучках нейтронов на стационар-

ных (не импульсных) источниках нейтронов. В то же

время техника измерения жесткости спиновых волн

с помощью МУРН на импульсном источнике мо-

жет иметь преимущество перед установками МУРН

на стационарных источниках. Смысл этого преиму-

щества обусловлен необычным свойством рассеяния

Рис. 5. (Цветной онлайн) Интенсивность рассеяния

нейтронов на спиновых волнах, для которых угол от-

нейтронов на спиновых волнах в ферромагнетике ΔI

сечки θ₀ одинаков для всех нейтронов независимо

от угла рассеяния θx для длины волны λ = 3, 6, 9Å в

магнитном поле (a) H = 1 мТл, (b) H = 10 мТл

от их длины волны. Как же изменится технология

эксперимента, получения и обработки эксперимен-

тальных данных при измерении жесткости спиновых

зависящая часть интенсивности рассеяния нейтронов

волн в ферромагнетиках на импульсных источниках

ΔI(θ) для длины волны λ = 3, 6, 9Å в магнитном по-

нейтронов?

ле H = 1 и 10 мТл.

Письма в ЖЭТФ том 110 вып. 11 - 12

2019

6^∗

804

С. В. Григорьев, К. А. Пшеничный, И. А. Барабан и др.

На рисунке 5a для магнитного поля H = 1 мТл

Авторы благодарят за поддержку Российский

видно, что угол отсечки θ_c практически совпадает

научный фонд (грант # 19-12-00363).

для трех длин волн нейтронов λ = 3, 6, 9Å и близок к

углу θ₀ = ℏ/(2Am_n) = 10.36 мрад. На рисунке 5b для

G. Squires, Introduction to the Theory of Thermal

магнитного поля H = 10 мТл видно, что угол отсечки

Neutron Scattering, Cambridge University Press,

θ_c различается для трех длин волн λ = 3, 6, 9Å, при-

Cambridge (2012); doi:10.1017/CBO9781139107808.

чем θ_c(9Å) < θ_c(6Å) < θ_c(3Å) < θ₀. Заметим, что

J. R. D. Copley and T. J. Udovic, J. Res

сечение рассеяния ΔI(θ) сильно (на порядок) раз-

Natl. Inst. Stand. Technol.

98(1),

(1993);

личается для нейтронов с длиной волны λ = 3Å и

doi:10.6028/jres.098.006.

9Å. Сечение рассеяния нейтронов пропорционально

A. I. Okorokov, V. V. Runov, B. P. Toperverg,

квадрату длины волны нейтрона λ.

A. D. Tretyakov, E. I. Maltsev, I. M. Puzeii, and

Эти модельные кривые показывают, что методи-

V. E. Mikhailova, JETP Lett. 43, 503 (1986).

ка обработки экспериментальных данных, получа-

V. Deriglazov, A. Okorokov, V. Runov, B. Toperverg,

емых на импульсных источниках нейтронов, в ко-

R. Kampmann, H. Eckerlebe, W. Schmidt, and

торой можно суммировать интенсивности рассеяния

W. Lobner, Physica B 181-182, 262 (1992).

для всех длин волн нейтронов в зависимости от уг-

B. P. Toperverg, V. V. Deriglazov, and V. E. Mikhailova,

ла рассеяния (но не от переданного импульса!) дей-

Physica B 183, 326 (1993).

ствительно может существенно (на порядок) улуч-

S. V. Grigoriev, S. V. Maleyev, V.V. Deriglazov,

шить статистику измерения угла отсечки при рас-

A. I. Okorokov, N. H. van Dijk, E. Bruck,

сеянии нейтронов на спиновых волнах в ферромаг-

J. C. P. Klaasse, H. Eckerlebe, and G. Kozik, Appl.

нетиках. При этом следует помнить, что магнитное

Phys. A Materials Science Processing A 74, 719 (2002).

поле должно быть по возможности близким к нуле-

С. В. Григорьев, Е. В. Алтынбаев, H. Eckerlebe,

вому. В реальном эксперименте это невозможно, во-

А. И. Окороков, Поверхность. Рентгеновские, син-

первых, потому, что используются поляризованные

хротронные и нейтронные исследования 10, 71 (2014)

нейтроны, которым необходимо так называемое “по-

[S. V. Grigoriev, E. V. Altynbayev, H. Eckerlebe, and

A. I. Okorokov, J. Surface Inv. 8(5), 1027 (2014)].

ле проводки” порядка 1 мТл, а, во-вторых, потому,

что образец должен быть намагничен, а следователь-

В. В. Рунов, Ю. П. Черненков, М. К. Рунова, ЖЭТФ

129, 117 (2006).

но, необходимо приложить к нему некоторое магнит-

ное поле. В конкретном примере ферромагнитного

V. Runov and U. Stuhr, J. Magn. Magn. Mat. 323, 244

(2011).

микропровода образец намагничивается уже в поле

0.2 мТл и имеет прямоугольную петлю гистерезиса, а

10.

S. V. Grigoriev, A. S. Sukhanov, E. V. Altynbaev,

S.-A. Siegfried, A. Heinemann, P. Kizhe, and

следовательно, эксперимент можно проводить в ма-

S. V. Maleyev, Phys. Rev. B 92, 220415(R) (2015).

лых полях, которые слабо влияют на величину угла

11.

Y. Iguchi, S. Uemura, K. Ueno, and Y. Onose, Phys.

отсечки различных длин волн в пределах от 3 до 9Å.

Rev. B 92, 184419 (2015).

При этом, если дисперсия характеризуется ненуле-

12.

S. Seki, Y. Okamura, K. Kondou, K. Shibata,

вой щелью в спектре, то даже при малых величинах

M. Kubota, R. Takagi, F. Kagawa, M. Kawasaki,

магнитного поля угол отсечки θ_C продемонстриру-

G. Tatara, Y. Otani, and Y. Tokura, Phys. Rev. B 93,

ет заметную зависимость от длины волны нейтрона,

235131 (2016).

обнаруживая, тем самым, наличие щели в спектре

13.

S. V. Grigoriev, E. V. Altynbaev, S.-A. Siegfried,

спиновых волн.

K. A. Pschenichnyi, D. Menzel, A. Heinemann, and

Таким образом, в работе показано, что метод ма-

G. Chaboussant, Phys. Rev. B 97, 024409 (2018).

лоуглового рассеяния поляризованных нейтронов да-

14.

С. В. Григорьев, К. А. Пшеничный, Е. В. Алтынбаев,

ет уникальную возможность измерения таких па-

С.-А. Зигфрид, А. Хайнеманн, Д. Хоннекер, Д. Мен-

раметров спектра спиновых волн, как жесткость и

зель, Письма в ЖЭТФ 107(10), 673 (2011).

щель, для образцов аморфных ферромагнетиков с

15.

S. V. Grigoriev, K. A. Pschenichnyi, E. V. Altynbaev,

минимальным количеством материала. Более того,

S.-A. Siegfried, A. Heinemann, D. Honnecker, and

методика измерения может быть еще более успеш-

D. Menzel, Phys. Rev. B 100, 094409 (2019).

ной на импульсных источниках нейтронов, а именно,

16.

S. V. Grigoriev, K. A. Pschenichnyi, E. V. Altynbaev,

на компактных (с малым и средним потоком) им-

A. Heinemann, and A. Magrez, Phys. Rev. B 99, 054427

пульсных источниках нейтронов на основе ускорите-

(2019).

лей, разрабатываемых для нужд образования и про-

17.

J. A. Fernandez-Baca, J. W. Lynn, J. J. Rhyne, and

мышленных применений.

G. E. Fish, Phys. Rev. B 36, 8497 (1987).

Письма в ЖЭТФ том 110 вып. 11 - 12

2019

Измерение жесткости спиновых волн в аморфных ферромагнитных микропроводах...

805

18. J. A. Fernandez-Baca, J. J. Rhyne, and G. E. Fish,

29. Р. С. Исхаков, С. В. Комогорцев, А. Д. Балаев,

J. Magn. Magn. Mat. 54-57, 289 (1986).

А. В. Окотруб, А. Г. Кудашов, В. Л. Кузнецов,

19. J. A. Fernandez-Baca, J. W. Lynn, J. J. Rhyne, and

Ю. В. Бутенко, Письма в ЖЭТФ 78(4), 271 (2003).

G. E. Fish, J. Appl. Phys. 61, 3406 (1987).

30. Р. С. Исхаков, С. В. Комогорцев, Б. А. Денисова,

20. J. A. Fernandez-Baca, J. W. Lynn, J. J. Rhyne, and

Ю. Е. Калинин, А. В. Ситников, Письма в ЖЭТФ

G. E. Fish, J. Appl. Phys. 63, 3749 (1988).

86, 534 (2007).

21. Г. А. Петраковский, УФН 134, 305 (1981).

31. С. В. Комогорцев, Р. С. Исхаков, В. А. Фельк, ЖЭТФ

22. H. A. Mook and C. C. Tsuei, Phys. Rev. B 16, 2184

155(5), 886 (2019).

(1977).

32. D. V. Baxter, J. M. Cameron, V. P. Derenchuk,

23. V. Zhukova, J. M. Blanco, P. Corte-Leon, M. Ipatov,

C. M. Lavelle, M. B. Leuschner, M. A. Lone,

M. Churyukanova, S. Taskaev, and A. Zhukov, Acta

H. O. Meyer, T. Rinckel, and W. M. Snow, Nucl.

Mater. 155, 279 (2018).

Instrum. Methods Phys. Res. Section B: Beam

24. I. Baraban, S. Leble, L. V. Panina, and V. Rodionova,

Interactions with Materials and Atoms 241(1),

209

J. Magn. Magn. Mater. 477, 415 (2019).

(2005).

25. R. Varga, A. Zhukov, N. Usov, J. M. Blanco,

33. M. B. Leuschner, D. V. Baxter, V. P. Derunchuk,

J. Gonzalez, V. Zhukova, and P. Vojtanik, J. Magn.

H. Kaiser, C. M. Lavelle, H. Nann, N. B. Remmes,

Magn. Mater. 316, 337 (2007).

T. Rinckel, W. M. Snow, and P. E. Sokol, Nucl. Instrum.

26. Р. С. Исхаков, С. В. Комогорцев, А. Д. Балаев,

Methods Phys. Res. Section B: Beam Interactions with

Л. А. Чеканова, Письма в ЖЭТФ 72(6), 440 (2000).

Materials and Atoms 261(1), 956 (2007).

27. Р. С. Исхаков, С. В. Комогорцев, Ж. М. Мороз,

34. Y. Yamagata, K. Hirota, J. Ju, Sh. Wang, Shin-

Е. Е. Шалыгина, Письма в ЖЭТФ 72(12), 872 (2000).

ya Morita, Jun-ichi Kato, Y. Otake, A. Taketani,

28. Р. С. Исхаков, В. А. Игнатченко, С. В. Комогорцев,

Y. Seki, M. Yamada, H. Ota, U. Bautista, and Q. Jia,

А.Д. Балаев, Письма в ЖЭТФ 78(10), 1142 (2003).

J. Radioanal. Nucl. Chem. 305(3), 787 (2015).

Письма в ЖЭТФ том 110 вып. 11 - 12

2019