1. На главную
  2. Электронные версии
  3. Поверхность. Рентгеновские, синхротронные и нейтронные исследования
  4. № 1, 2020

Поверхность. Рентгеновские, синхротронные и нейтронные исследования, 2020, № 1, стр. 3-8

Трехмерный анализ поляризации рассеянных нейтронов теплового, холодного и очень холодного спектра в исследованиях магнитной динамики эндометаллофуллеренов

В. Т. Лебедев a, *, А. П. Серебров a, **

a Петербургский институт ядерной физики им. Б.П. Константинова, НИЦ “Курчатовский институт”
188300 Ленинградская область, Гатчина, Россия

* E-mail: lebedev_vt@pnpi.nrcki.ru
** E-mail: serebrov_ap@pnpi.nrcki.ru

Поступила в редакцию 19.12.2018
После доработки 14.01.2019
Принята к публикации 14.01.2019

Полный текст (PDF)

Аннотация

Предложен метод изучения магнитной динамики эндофуллеренов M@C2n (2n = 60, 70, …) и их производных, в том числе фуллеренолов M@C2n(OH)X (X ~ 30), инкапсулирующих 4f-элементы внутри углеродных каркасов. Обсуждаются возможности 3D-поляриметрии тепловых, холодных и очень холодных нейтронов для анализа магнитных мод в металлоорганических системах и, в частности, в ансамблях эндофуллеренов. Предполагается использовать спиновую зависимость когерентного и некогерентного рассеяния нейтронов на ядерной и магнитной подсистемах образцов. Дипольные взаимодействия таких объектов существенны в растворах и коллоидных системах, где они создают молекулярные агрегаты, обладающие сложной магнитной динамикой, включая мягкие релаксационные моды. Их изучение с помощью нейтронов очень низких энергий важно для понимания механизмов самоорганизации и биомедицинских применений эндофуллеренов.

Ключевые слова: эндофуллерены, рассеяние, поляризация, очень холодные нейтроны, динамика, структура, магнетизм.

ВВЕДЕНИЕ

Поляризованные нейтроны – наиболее эффективный инструмент изучения спиновой динамики в магнитных структурах традиционных (ферро- и антиферромагнетиках) и новых, ставших предметом интенсивных исследований в последние десятилетия [1–4]. Поляризованные нейтроны незаменимы при решении задач магнетизма и сверхпроводимости, структуры и динамики твердого тела и конденсированных сред, если при взаимодействии с образцом наблюдается спиновая зависимость рассеяния нейтронов [5–8]. В этом случае сечение рассеяния и вектор поляризации рассеянных нейтронов зависят от взаимной ориентации исходного вектора поляризации нейтронов, векторов рассеяния и магнитных моментов атомов в образце [9, 10]. Важно не только магнитное рассеяние на электронных оболочках атомов, но и взаимодействие поляризованных нейтронов с ядерными спинами, если речь идет об изучении ядерного магнетизма или разработке техники поляризации ядер [11–13].

Наиболее информативны эксперименты с вариацией направления вектора поляризации падающих на образец нейтронов и измерением трех компонент вектора поляризации нейтронов после рассеяния, т.е. поляризационный 3D-анализ. Он построен на принципах неадиабатического и адиабатического вращения векторов поляризации нейтронных пучков с узкими и сравнительно широкими спектрами длин волн. Так, монохроматические пучки тепловых нейтронов (Δλ/λ ~ 1%) достаточно интенсивные, но в случае холодных нейтронов требуется поднимать интенсивность за счет ширины спектра длин волн (Δλ/λ ~ 10–30%) [14–16]. Для очень холодных нейтронов тем более важно задействовать доступную спектральную полосу (λ ~ 10–30 нм), применяя адиабатический принцип управления вектором поляризации или комбинированный способ [17].

Поляризационный анализ при изучении магнитных фазовых переходов и соответствующих критических явлений, спиновых флуктуаций [7, 18] позволяет детектировать слабое магнитное рассеяние в области малых углов на фоне ядерного рассеяния и исходного пучка, характеризующегося угловой расходимостью. В немагнитных аморфных полимерах аналогичным образом обнаруживали молекулярный порядок. Измеряли малую когерентную составляющую рассеяния, маскируемую сильным некогерентным фоном от водорода в образцах, учитывая, что в когерентном процессе поляризация нейтронов сохранялась, а при рассеянии на протонах она становилась отрицательной [19, 20].

В настоящей работе обсуждаются возможности изучения магнитной динамики молекулярных объектов, эндометаллофуллеренов (ЭМФ) и производных, содержащих магнитные атомы [21–23], способные двигаться внутри углеродного каркаса фуллерена с подвижными π-электронами и передавать ему заряд, а также магнитный момент. Ансамбли ЭМФ могут демонстрировать магнитную динамику локально, за счет степеней свободы инкапсулированного атома (флуктуаций направления момента атома, его колебаний, диффузии у внутренней поверхности фуллерена), вращательной и поступательной диффузии молекул, а также не локально – посредством коллективных мод в образовавшихся при взаимодействии молекул агрегатах типа фрактальных структур в растворах [21–23]. В этом аспекте динамические магнитные свойства ансамблей ЭМФ практически не исследованы, тем более на нелокальном уровне, т.е. когда выражены процессы взаимодействия и упорядочения ЭМФ и производных в надмолекулярные структуры. Для этой цели наиболее перспективны очень холодные поляризованные нейтроны, так как они имеют низкую энергию ~10–6 эВ, что необходимо для зондирования мягких магнитных мод в указанных структурах.

МАГНИТНЫЕ ЭНДОФУЛЛЕРЕНЫ

Первые эндоэдральные комплексы, La@C60 [24], получили почти одновременно с фуллеренами (1985 г.) [25]. За три десятилетия подобные структуры с редкоземельными элементами получены главным образом при электродуговом испарении графита вместе с соединениями (оксидами) металлов [26]. Полости внутри фуллеренов достаточны для размещения от одного до трех атомов металла, что позволяет синтезировать ЭМФ с общей формулой Mm@C2n [26], а также создавать кластерные структуры типа M3N@C80 (M = Lu, Y, Er) [27]. Содержащие магнитные атомы ЭМФ привлекают не только научный интерес, но и перспективны для приложений, например, биомедицинских. Они могут служить эффективными контрастирующими агентами в магнитно-резонансной и компьютерной томографии, поскольку сочетают магнетизм с высокой химической стабильностью за счет прочной углеродной оболочки, что минимизирует риски выхода атомов токсичных тяжелых металлов в среду организма. С помощью реакций гидроксилирования получают растворимые в воде и биологических средах фуллеренолы M@С82(ОН)X, где M – атом редкоземельного элемента, X ~ 30–40 – число гидроксилов [22, 23] (рис. 1). Фуллеренолы 4f-элементов M@C2n(OH)X (X ~30–40; М = Pr, Sm, Eu, Gd, Tb, Dy, Ho, Tm) изучали в водных растворах в экспериментах по рассеянию холодных нейтронов [22, 23]. Дальнейшие исследования планируется провести, используя источник ультрахолодных нейтронов на сверхтекучем гелии (ПИЯФ) [28].

Рис. 1.

Молекула металлофуллеренола M@С82(ОН)X (X = 38).

Данные о рассеянии холодных нейтронов позволили охарактеризовать водные растворы фуллеренолов М@C2n(OH)X (X = 38 ± 2; М = Pr, Sm, Eu, Gd, Tb, Dy, Ho, Tm) как системы с тремя уровнями структуры. Первичный уровень представлен молекулярными группами (числа агрегации десять и менее) с радиусом корреляции ~1 нм, объединенными в агрегаты размерами ~10 нм, которые распределены в пространстве на расстояниях ~50 нм (второй и третий уровни). При переходе от нейтральной среды (pH 7) к кислой (pH 3) на масштабах ~10–50 нм наблюдалось усиление агрегации фуллеренолов с различными редкоземельными атомами. Повышение температуры (20–37°С) практически не возмущало процессы структурирования. Надмолекулярная организация фуллеренолов определяется в первую очередь взаимодействиями молекул на первичным уровне структурирования с масштабом корреляций rC ~ 1–2 нм, на котором числа агрегации в нейтральной и кислой среде растут с увеличением размера структур по степенному закону ν ~ $r_{C}^{D}.$ Показатель D = 2.5 ± 0.1 указывает на образование разветвленных массовых фрактальных объектов (рис. 2).

Рис. 2.

Корреляции между числами агрегации ν и радиусами первичных структур rC в водных растворах: 20°С, pH 3 (1); 37°С, pH 3 (2); 20°С, pH 7 (3); 37°С, pH 7 (4). Точки – эксперимент, кривые – усредненные данные при pH 3 и 7 и различных температурах.

Следует учитывать, что в упорядочении фуллеренолов наряду с водородными связями через гидроксилы важную роль играют дипольные магнитные силы, так как атомы металла имеют магнитные моменты. Обычно такой атом смещен к внутренней поверхности фуллерена и за счет частичной передачи заряда создает электрический дипольный момент у молекулы фуллеренола. Однако электростатические дипольные взаимодействия сильно экранированы полярной водной средой. Поэтому магнитные силы приводят к упорядочению молекул на масштабах ~1–100 нм. Помимо нейтронных данных агрегацию подтверждают данные атомно-силовой микроскопии высушенных на подложке сильно разбавленных растворов Gd@C2n(OH)X, Ho@C2n(OH)X, Tb@C2n(OH)X (X = 38 ± 2), в которых зафиксировано образование структур с размерами ~30–150 нм.

Эксперименты по рассеянию неполяризованных нейтронов позволили изучить упорядочение фуллеренолов в растворах на масштабах ~1–100 нм, однако не могли дать информации о магнитной структуре и динамике таких систем. Для получения такого рода данных необходимы поляризованные нейтроны, позволяющие измерять сечения образцов в различных спектральных диапазонах (тепловые, холодные, очень холодные нейтроны) вместе с трехмерным анализом поляризации при рассеянии.

ТРЕХМЕРНЫЙ АНАЛИЗ ПОЛЯРИЗАЦИИ НЕЙТРОНОВ

Трехмерный анализ поляризации тепловых и холодных нейтронов активно применяют при изучении магнетиков [14], но в случае очень холодных нейтронов подобная методология и техника не получили развития ввиду отсутствия интенсивных пучков нейтронов с длинами волн масштаба 10 нм и выше. Прорыв в этом направлении связан с планируемым запуском источника ультрахолодных нейтронов (реактор ВВР-М, ПИЯФ), который будет вырабатывать и очень холодные нейтроны с плотностью потока на выходе нейтроновода Ф ~106 см–2 · с–1 [28], что сопоставимо с аналогичными величинами для холодных нейтронов на реакторах среднего потока.

По сравнению с холодными нейтронами, очень холодные нейтроны за счет меньшей на два порядка энергии способны служить для измерений неупругого рассеяния в области очень низких энергий E ≤ 10–9 эВ, что невозможно для других нейтронных методов (дифракционных с использованием кристаллов, времяпролетных) или находится на пределе их возможностей, как в спин-эхо спектроскопии [29].

В основе предлагаемого подхода – спиновая зависимость рассеяния нейтронов в когерентных и некогерентных процессах (рис. 3). Для этого используют пучок поляризованных нейтронов с вектором поляризации P0 вдоль ведущего магнитного поля. Модуль этого вектора P0 = (N+ – N–)/ /(N+ + N–) задан отношением разности и суммы интенсивностей нейтронов со спинами вдоль и против поля (N+,N–).

Рис. 3.

Схема эксперимента: PL – поляризатор; VA – блоки для задания вектора поляризации на образце (P0) и анализа поляризации рассеянных нейтронов (P) вместе с флипперами для реверсирования векторов (±P0, ±P); S – образец; A – анализатор, D – детектор; q = k – k0 – вектор рассеяния нейтрона на угол θ; k0 и k – начальный и конечный волновые векторы нейтрона.

В образце при когерентном ядерном рассеянии сохраняется исходный вектор поляризации нейтронов: Pcoh= P0. При некогерентном рассеянии на ядрах, если их спины направлены случайным образом, вектор поляризации нейтронов меняет знак и величину: Pinc = –(1/3)P0 (например, рассеяние на протонах). Если же рассеяние идет на парамагнитных центрах (атомах, частицах, доменах), важна взаимная ориентация P0 и вектора рассеяния q = k – k0, где k0 и k – волновые векторы нейтрона до и после рассеяния. Результирующий вектор PS = –e(eP0) зависит от единичного вектора рассеяния e = q/q.

Указанные особенности изменения поляризации позволяют разделить вклады каналов рассеяния в уравнениях для сечения образца и вектора поляризации рассеянных нейтронов, в частности, для магнитных и водородсодержащих сред [30, 31]:

(1)
$\begin{gathered} {{{{d}^{2}}\sigma (\omega ,{\mathbf{q}})} \mathord{\left/ {\vphantom {{{{d}^{2}}\sigma (\omega ,{\mathbf{q}})} {d\Omega d\omega }}} \right. \kern-0em} {d\Omega d\omega }} = {{\sigma }_{N}}_{{{\text{coh}}}} + {{\sigma }_{N}}_{{{\text{inc}}}} + \\ + \,\,[1 + {{({\mathbf{e}} \cdot {\mathbf{m}})}^{2}}]{{{{\sigma }_{T}}} \mathord{\left/ {\vphantom {{{{\sigma }_{T}}} 2}} \right. \kern-0em} 2} + [1 - {{({\mathbf{e}} \cdot {\mathbf{m}})}^{2}}]{{{{\sigma }_{L}}} \mathord{\left/ {\vphantom {{{{\sigma }_{L}}} 2}} \right. \kern-0em} 2} + \\ + \,\,({\mathbf{e}} \cdot {\mathbf{m}})({\mathbf{e}} \cdot {{{\mathbf{P}}}_{0}}){{\sigma }_{{TA}}} + ({{{\mathbf{P}}}_{0}} \cdot {{{\mathbf{m}}}_{ \bot }}){{\sigma }_{{NM}}}, \\ {{{\mathbf{P}}{{d}^{2}}\sigma } \mathord{\left/ {\vphantom {{{\mathbf{P}}{{d}^{2}}\sigma } {d\Omega d\omega }}} \right. \kern-0em} {d\Omega d\omega }} = {{{\mathbf{P}}}_{0}}{{\sigma }_{N}}_{{{\text{coh}}}} - \left( {{1 \mathord{\left/ {\vphantom {1 3}} \right. \kern-0em} 3}} \right){{{\mathbf{P}}}_{0}}{{\sigma }_{N}}_{{{\text{inc}}}} + \\ + \,\,[{{{{{\mathbf{P}}}_{0}}m_{ \bot }^{2}} \mathord{\left/ {\vphantom {{{{{\mathbf{P}}}_{0}}m_{ \bot }^{2}} 2}} \right. \kern-0em} 2} - {{{\mathbf{m}}}_{ \bot }}({{P}_{0}}{{m}_{ \bot }}) - {\mathbf{e}}\left( {{\mathbf{e}}\,\cdot\,{{{\mathbf{P}}}_{0}}} \right)]{{\sigma }_{T}} + \\ + \,\,[{{{\mathbf{m}}}_{ \bot }}({{{\mathbf{P}}}_{0}}\,\cdot\,{{{\mathbf{m}}}_{ \bot }}) - {{{{{\mathbf{P}}}_{0}}m_{ \bot }^{2}} \mathord{\left/ {\vphantom {{{{{\mathbf{P}}}_{0}}m_{ \bot }^{2}} 2}} \right. \kern-0em} 2}]{{\sigma }_{L}} - {\mathbf{e}}\left( {{\mathbf{e}}\,\cdot\,{\mathbf{m}}} \right){{\sigma }_{{TA}}} + {{{\mathbf{m}}}_{ \bot }}{{\sigma }_{{NM}}}, \\ \end{gathered} $
где m и m⊥= m − e(e · m) – единичный вектор намагниченности и его компонента поперек вектора рассеяния. В уравнение (1) входят дважды дифференциальные парциальные сечения и соответствующие векторы поляризации: сечения σNcoh, σNinc при когерентном и некогерентном спиновом ядерном рассеянии (для неполяризованных ядер), магнитные компоненты σT, σL, определяемые симметричными поперечными и продольными относительно вектора m корреляциями моментов, вклад ядерно-магнитной интерференции σNM. Антисимметричными поперечными корреляциями моментов, σTA, обычно можно пренебречь.

Полный эксперимент включает измерение сечений d 2σ(ω, q)/dΩdω с помощью двумерного детектора (рис. 3). Посредством устройств векторного анализа (VA) определяют компоненты X, Y, Z вектора поляризации Pi,  j (i,  j = 1, 2, 3) по осям X, Y, Z, последовательно задавая начальный вектор P0 по каждой из осей. Устройства VA снабжены адиабатическими флипперами. Они реверсируют начальный вектор поляризации (±P0) и векторы поляризации рассеянных нейтронов (±P) (рис. 3). Данные двумерного детектора при различной взаимной ориентации намагниченности и импульса (q || m, q ⊥ m) позволяют найти парциальные сечения.

В парамагнитном образце σT = σL = σM, поэтому достаточно измерить только диагональные компоненты (PXX, PYY, PZZ) матрицы поляризации Pi, j. Схема (рис. 3) применима к изучению магнитной динамики водородсодержащих молекулярных систем с магнитными атомами, в данном случае, фуллеренолов в растворах. Для направленного по оси Z пучка нейтронов рассеяние на малые углы (θ $ \ll $ 1) соответствует q-векторам, лежащим практически в плоскости XY. Удобно выбрать начальную ориентацию вектора поляризации по оси Y, измеряя компоненту поляризации PYY для нейтронов, рассеянных с векторами q = qY и q = qX. Тогда из уравнения (1) следуют соотношения:

(2)
$\begin{gathered} {{{{d}^{2}}\sigma } \mathord{\left/ {\vphantom {{{{d}^{2}}\sigma } {d\Omega d\omega }}} \right. \kern-0em} {d\Omega d\omega }} = {{\sigma }_{N}}_{{{\text{coh}}}} + {{\sigma }_{N}}_{{{\text{inc}}}} + {{\sigma }_{M}}, \\ \left[ {{{{{P}_{{YY}}}\left( {{{q}_{Y}}} \right)} \mathord{\left/ {\vphantom {{{{P}_{{YY}}}\left( {{{q}_{Y}}} \right)} {{{P}_{0}}}}} \right. \kern-0em} {{{P}_{0}}}}} \right]{{{{d}^{2}}\sigma } \mathord{\left/ {\vphantom {{{{d}^{2}}\sigma } {d\Omega d\omega }}} \right. \kern-0em} {d\Omega d\omega }} = \\ = {{\sigma }_{N}}_{{{\text{coh}}}}--({1 \mathord{\left/ {\vphantom {1 3}} \right. \kern-0em} 3}){{\sigma }_{N}}_{{{\text{inc}}}}--{{\sigma }_{M}}, \\ \left[ {{{{{P}_{{YY}}}\left( {{{q}_{X}}} \right)} \mathord{\left/ {\vphantom {{{{P}_{{YY}}}\left( {{{q}_{X}}} \right)} {{{P}_{0}}}}} \right. \kern-0em} {{{P}_{0}}}}} \right]{{{{d}^{2}}\sigma } \mathord{\left/ {\vphantom {{{{d}^{2}}\sigma } {d\Omega d\omega }}} \right. \kern-0em} {d\Omega d\omega }} = {{\sigma }_{N}}_{{{\text{coh}}}}--({1 \mathord{\left/ {\vphantom {1 3}} \right. \kern-0em} 3}){{\sigma }_{N}}_{{{\text{inc}}}}, \\ \end{gathered} $
и доля магнитной компоненты в суммарном сечении
(3)
${{{{\sigma }_{M}}} \mathord{\left/ {\vphantom {{{{\sigma }_{M}}} {({{{{d}^{2}}\sigma } \mathord{\left/ {\vphantom {{{{d}^{2}}\sigma } {d\Omega d\omega }}} \right. \kern-0em} {d\Omega d\omega }})}}} \right. \kern-0em} {({{{{d}^{2}}\sigma } \mathord{\left/ {\vphantom {{{{d}^{2}}\sigma } {d\Omega d\omega }}} \right. \kern-0em} {d\Omega d\omega }})}} = \left[ {{{{{P}_{{YY}}}\left( {{{q}_{X}}} \right)} \mathord{\left/ {\vphantom {{{{P}_{{YY}}}\left( {{{q}_{X}}} \right)} {{{P}_{0}}}}} \right. \kern-0em} {{{P}_{0}}}}} \right]--\left[ {{{{{P}_{{YY}}}\left( {{{q}_{Y}}} \right)} \mathord{\left/ {\vphantom {{{{P}_{{YY}}}\left( {{{q}_{Y}}} \right)} {{{P}_{0}}}}} \right. \kern-0em} {{{P}_{0}}}}} \right].$
Появление проекции PYZ для рассеянных с векторами q = qY нейтронов вызвано неупругим магнитным рассеянием:
(4)
${{{{P}_{{YZ}}}\left( {{{q}_{Y}}} \right)} \mathord{\left/ {\vphantom {{{{P}_{{YZ}}}\left( {{{q}_{Y}}} \right)} {{{P}_{0}}}}} \right. \kern-0em} {{{P}_{0}}}} = --ez_{z}^{2}[{{{{\sigma }_{M}}} \mathord{\left/ {\vphantom {{{{\sigma }_{M}}} {({{{{d}^{2}}\sigma } \mathord{\left/ {\vphantom {{{{d}^{2}}\sigma } {d\Omega d\omega }}} \right. \kern-0em} {d\Omega d\omega }})}}} \right. \kern-0em} {({{{{d}^{2}}\sigma } \mathord{\left/ {\vphantom {{{{d}^{2}}\sigma } {d\Omega d\omega }}} \right. \kern-0em} {d\Omega d\omega }})}}].$
Квадрат Z-компоненты нормированного вектора рассеяния
(5)
$\begin{gathered} ez_{z}^{2} = \\ = {{{{{[({k \mathord{\left/ {\vphantom {k {{{k}_{0}}}}} \right. \kern-0em} {{{k}_{0}}}}){\text{cos}}\theta --1]}}^{2}}} \mathord{\left/ {\vphantom {{{{{[({k \mathord{\left/ {\vphantom {k {{{k}_{0}}}}} \right. \kern-0em} {{{k}_{0}}}}){\text{cos}}\theta --1]}}^{2}}} {[1 + {{{({k \mathord{\left/ {\vphantom {k {{{k}_{0}}}}} \right. \kern-0em} {{{k}_{0}}}})}}^{2}}--2({k \mathord{\left/ {\vphantom {k {{{k}_{0}}}}} \right. \kern-0em} {{{k}_{0}}}}){\text{cos}}\theta ]}}} \right. \kern-0em} {[1 + {{{({k \mathord{\left/ {\vphantom {k {{{k}_{0}}}}} \right. \kern-0em} {{{k}_{0}}}})}}^{2}}--2({k \mathord{\left/ {\vphantom {k {{{k}_{0}}}}} \right. \kern-0em} {{{k}_{0}}}}){\text{cos}}\theta ]}} \approx \\ \approx ({1 \mathord{\left/ {\vphantom {1 4}} \right. \kern-0em} 4}){{{{\omega }^{2}}} \mathord{\left/ {\vphantom {{{{\omega }^{2}}} {{{E}^{2}}{{\theta }^{2}}}}} \right. \kern-0em} {{{E}^{2}}{{\theta }^{2}}}} \\ \end{gathered} $
пропорционален квадрату энергии магнитного возбуждения (ω2) в случае квазиупругого рассеяния на малые углы: θ2$ \ll $ ω/Е $ \ll $ 1 (Е – энергия нейтрона). При наличии спектра возбуждений измеряется среднеквадратичная по спектру энергия
(6)
${{\Omega }^{2}} = 4{{E}^{2}}[{{{{P}_{{YZ}}}({{q}_{Y}})} \mathord{\left/ {\vphantom {{{{P}_{{YZ}}}({{q}_{Y}})} {{{P}_{0}}}}} \right. \kern-0em} {{{P}_{0}}}}][{{({{{{d}^{2}}\sigma } \mathord{\left/ {\vphantom {{{{d}^{2}}\sigma } {d\Omega d\omega }}} \right. \kern-0em} {d\Omega d\omega }})} \mathord{\left/ {\vphantom {{({{{{d}^{2}}\sigma } \mathord{\left/ {\vphantom {{{{d}^{2}}\sigma } {d\Omega d\omega }}} \right. \kern-0em} {d\Omega d\omega }})} {{{\sigma }_{M}}}}} \right. \kern-0em} {{{\sigma }_{M}}}}]{{\theta }^{2}}.$
Детектирование магнитных возбуждений низких энергий (6) облегчается тем, что поляризационный эффект (4) растет с длиной волны нейтронов: PYZ ~ λ4. При переходе от тепловых (λT ~ 0.1 нм) к холодным и очень холодным (λVCN ~ 10 нм) нейтронам выигрыш достигает ~108. Кроме того, действует фактор усиления при малых углах: PYZ ~ ~ 1/θ2.

Таким образом, с помощью очень холодных нейтронов представляется реальным наблюдать мягкие магнитные моды в фуллереновых структурах даже при наличии одного магнитного атома на молекулу (рис. 1).

Для сравнения, в коллоидах (феррожидкостях) с частицами магнетита (диаметр ~10 нм, ~104 магнитных атомов) анализировали поляризацию рассеянных холодных нейтронов (λ ~ 0.3 нм) и обнаружили магнитные диффузионные моды, энергия ~10–5 эВ [15]. На масштабах десятков нанометров структуры из эндофуллеренов в растворах содержат сопоставимое число магнитных атомов [22]. Не обладая магнитным порядком, свойственным кристаллическим магнетикам, они имеют фрактальное строение [22, 23] и могут демонстрировать сложную магнитную динамику – повороты моментов атомов внутри углеродных оболочек и вращательную диффузию вместе с молекулами, медленную структурную релаксацию в наноразмерных агрегатах. Очень холодные нейтроны позволят продвинуться в область низких энергий магнитных мод (10–9 эВ и менее) и анализировать процессы (механизмы) взаимодействий и самоорганизации этих объектов в различных условиях (растворы, коллоиды, биологические среды). Понимание закономерностей магнитной динамики эндофуллеренов важно не только с фундаментальной точки зрения, но и для разработки и применений этих объектов и их производных для биомедицины, в частности, в качестве эффективных контрастирующих агентов в магнитно-резонансной томографии.

ЗАКЛЮЧЕНИЕ

Трехмерный поляризационный анализ в экспериментах по рассеянию нейтронов при переходе к очень холодной части спектра длин волн ~10–30 нм открывает перспективы изучения магнитной динамики металл-углеродных структур, эндофуллеренов и иных молекулярных объектов с магнитными атомами с высоким энергетическим разрешением – 10–9 эВ и менее. Использование очень холодных нейтронов вместе с 3D поляризационной техникой и развитой методологией позволит продвинуться в направлениях исследования динамических магнитных явлений в областях физики, химии и биологии, связанных с металлоорганическими системами, включая изучение механизмов катализа, химических реакций с металлами, синтеза металлоорганических полимеров.

Список литературы

  1. Малеев С.В. // Успехи физических наук. 2002. Т. 172. № 6. С. 617.

  2. Maleyev S.V. // J. Phys.: Condens. Matt. 2004. V. 16. P. 899.

  3. Окороков А.И., Григорьев C.B., Рунов B.B. и др. // Поверхность: Рентген., синхротр. и нейтрон. исслед. 2007. Т. 9. С. 49.

  4. Grigoriev S.V., Dyadkin V.A., Menzel D. et al. // Phys. Rev. B. 2007. V. 76. P. 224424.

  5. Lebedev V.T., Gordeev G.P., Toperverg B.P. et al. // Physica B. 1995. V. 213–214. P. 990.

  6. Lebedev V.T., Torok Gy., Cser L., Sibilev A.I. // Physica B. 2001. V. 297. P. 55.

  7. Окороков А.И., Рунов В.В., Топерверг Б.П. и др. // Письма в ЖЭТФ. 1986. Т. 43. С. 390.

  8. Moon RM., Riste T., Koehler W.C. // Phys. Rev. 1969. V. 181. № 2. P. 920.

  9. Абов Ю.Г., Гулько А.Д., Крупчицкий П.А. Поляризованные медленные нейтроны. М.: Атомиздат, 1966. С. 268.

  10. Williams W.G. Polarized Neutrons. Oxford: Clarendon Press, 1988. 599 p.

  11. Гуревич И.И., Тарасов Л.В. Физика нейтронов низких энергий. М.: Наука, 1965. 608 с.

  12. Лебедев В.Т., Гордеев Г.П. // Письма в ЖТФ. 1985. Т. 11. С. 820.

  13. Roberts T.W., Humblot H., Tasset F. et al. // Physica B. 2001. V. 297. P. 282.

  14. Rekveldt M.T., van Woesik J., Meijer J. // Phys. Rev. B. 1977.V. 16. № 9. P. 4063.

  15. Аксельрод Л.А., Гордеев Г.П., Лазебник И.М. и др. // ЖЭТФ. 1986. Т. 91. № 2(8). С. 531.

  16. Окороков А.И., Рунов В.В., Волков В.И., Гукасов А.Г. // ЖЭТФ. 1983. Т. 69. № 2. С. 590.

  17. Lebedev V.T., Torok Gy. // Nucl. Instrum. Methods Phys. Res. B. 2002. V. 195. Iss. 3–4. P. 449.

  18. Окороков А.И., Гукасов А.Г., Слюсарь B.H. и др. // Письма в ЖЭТФ. 1983. Т. 37. № 6. С. 269.

  19. Лебедев В.Т., Аксельрод Л.А., Гордеев Г.П. и др. // ФТТ. 1985. Т. 27. № 5. С. 1373.

  20. Лебедев В.Т., Аксельрод Л.А., Гордеев Г.П. и др. // ФТТ. 1985. Т. 27. С. 3351.

  21. Westerström R., Greber T. // Endohedral Fullerenes: Electron Transfer and Spin. Ch. 11. Cham: Springer, 2017. P. 213. https://doi.org/10.1007/978-3-319-47049-8

  22. Лебедев В.Т., Кульвелис Ю.В., Рунов В.В. и др. // Поверхность. Рентген., синхротр. и нейтрон. исслед. 2014. № 10. С. 88.

  23. Lebedev V.T., Szhogina A.A., Suyasova M.V. // J. Phys.: Conf. Ser. 2018. V. 994. P. 012005. https://doi.org/10.1088/1742-6596/994/1/012005

  24. Heath J.R., O’Brien S.C., Zhang Q. // J. Am. Chem. Soc. 1985. V. 107. № 25. P. 7779.

  25. Kroto H.W., Heath J.R., O’Brien S.C. et al. // Nature. 1985. V. 318. P. 162. https://doi.org/10.1038/318162a0

  26. Popov A.A., Yang S., Dunsch L. // Chem. Rev. 2013. V. 113. № 8. P. 5989. https://doi.org/10.1021/cr300297r

  27. Cerón R., Maffeis V., Stevenson S., Echegoyen L. // Inorg. Chim. Acta. 2017. V. 468. P. 16.

  28. Серебров А.П., Лямкин В.А., Пусенков В.М. и др. // Журн. техн. физики. 2019. Т. 89. № 5. В печати.

  29. Mezei F. // Lecture Notes in Physics. Neutron Spin Echo. Proceed. ILL Workshop. Grenoble, 1979. P. 3.

  30. Изюмов Ю.А., Малеев С.В. // ЖЭТФ. 1961. Т. 41. Вып. 5 (11). С. 1644.

  31. Топерверг Б.П. // Матер. XVI школы ЛИЯФ по физике конденсированного состояния. Л.: Изд-во ЛИЯФ АН СССР, 1982. С. 95.

Дополнительные материалы отсутствуют.

Инструменты

следующая статья выпуска содержание выпуска

Поверхность. Рентгеновские, синхротронные и нейтронные исследования

Архивы выпусков Информация о журнале Отправить рукопись в журнал