Структурный множитель для нейтронов имеет вид

wo

40 50 50

20, град

Рис. 56. Типичные нейтронограммы о. ц. к.-металла (а « 2,86 А, X « 1Л). На иейтронограмме 1 показаны основные пики для немагнитного образца — 110, 200 и 211. На иейтронограмме 2 имеется дополнительный вклад в ос­новные отражения вследствие ферромагнитной ориентировки магнитных мо­ментов. В случае антиферромагнетика (нейтронограмма 5) появляются пики магнитной сверхструктуры; основные пики не содержат магнитной состав­ляющей. При нагревании образцов выше точки Кюри под малыми углами появляется составляющая парамагнитного диффузного рассеяния (нейтро­нограмма •/). В случае ферромагнетика .магнитные моменты не равны по ве­личине и противоположны по направлению. Образец имеет результирующий магнитный момент, при этом как сверхструктурные, так и основные линии содержат магнитную составляющую (нейтронограмма 5). В результате от­сутствия острых характеристических линий в нейтронном пучке дифракцион­ные пики с увеличением угла рассеяния значительно расширяются.

	по
-		п Немагнитный
		200 /
i		д II ^1

50

100

50V

100

50V

100

50-

100

50 -

200

Ферромагнитный
2

Антиферромагнитный

Парамагнитный

Ферромагнитный

(график /), то присутствуют лишь отражения, характерные для¹ о. ц. к.-решетки НО, 200, 211 и т. д. 1см. уравнение (117)1. Если материал является ферромагнитным, то в соответствии с урав­нением (118) необходимо учесть вклад магнитной составляющей, которая или прибавляется, или вычитается из ядерной составляю­щей, поскольку они имеют одинаковый заряд. Если нейтронный пу­чок неполяризован, то подсчитывают отдельно составляющие интен­сивности со знаком плюс и со знаком минус в уравнении (116) и опре­деляют величину | F_u |² = |Ея|² -;-1 |². Влияние этой дополнитель­

ной магнитной составляющей видно из графика 2. В порошковом образце необходимо определить среднюю величину всех значений si па,- в уравнении (118). Например, если магнитные моменты пре­имущественно сосредоточиваются вдоль направления 1100] в какой- либо малой области кристалла, то они должны сосредоточиваться вдоль всех шести эквивалентных направлений — (010], [Г00], [001], [010], |001] — в других областях с равной вероятностью, так как в кубическом кристалле нет одного преимущественного направле­ния. Средняя величина sin²a_y (при определении интенсивности)- для кубических материалов оказывается равной ²/₃ и фактически не зависит от направления преимущественной ориентировки маг­нитных моментов. Путем приложения внешнего магнитного поля оказывается возможным повернуть магнитные моменты в определен­ное положение относительно вектора рассеяния s. Величине since; попеременно можно придавать значения, равные нулю или единице, с тем чтобы вклад магнитной составляющей в брэгговские пики мож­но было установить непосредственно. Па графике 3 приведена ней- тронограмма для антиферромагнитного о. ц. к.-металла. В этой структуре магнитные моменты эквивалентных атомов в положениях центров кубов и в положениях вершин равны по величине и про­тивоположны по направлению. Для этого случая уравнение (118) приводит к появлению сверхструктурных линий, например 100, 111, 210 и т. д., имеющих чисто магнитное происхождение. Ос­новные линии — 100, 200, 211 и т. д.—не имеют магнитного вклада и идентичны чисто ядерным инкам на графике 1. Если тем­пература материала поднимается существенно выше его точки Кюри или температуры Нееля*, магнитные моменты приобретают беспо­рядочную ориентировку, В этом случае характер рассеяния демон- е.рнруется графиком 4. При этом интенсивность рассеяния, экстра­полированная для 0 — 0, определяется уравнением
/ - /p^ze^^{//cos 0} • ² (e^g т)² g² / (/ 4-1) Z1
' ' p cos 0 ■ 3 (2ш₀ c²)² ’
где у—магнитный момент нейтрона. Это выражение позволяет определить величину g'²J(J ~г 1), где множитель Ланде 1см. уравнение (179)1, а /i ]/J(J-г 1) — полный импульс атома.
Величина J (J 4- 1) возрастает, если kl\<^E, где Т_к - - температура Кюри или Нееля, а Е —энергия нейтрона. Если kT_K >Е, то J (J 4-1) заменяется на J², а для промежуточных значений Т_к получаются промежуточные значения в уравнении (120). В случае ферромагнит­ного материала (график 5) имеется вклад магнитной составляющей как в сверхструктурные, так и в основные пики.
Значительные успехи были достигнуты в определении сложных магнитных структур, в особенности в неметаллах, что исторически происходило вслед за аналогичными успехами в области рентгенов­ской дифракции. Вместе с тем был достигнут некоторый прогресс в решении уравнения Шредингералдя_электронов, определяющих ’магнитные свойства. Принципиальное значение имело установление того факта, что.маги.итные моменты являются в-основлом коллинеар­ными, т. е. они параллельны или антипаралдельны какому-либо направлению в элементарной ячейке. Однако, как это ни странно, для металлов наблюдается большое количество исключений из этой закономерности. Более фундаментальный интерес для ме­талловедов представляют магнитные структуры элементов и про­стых сплавов. Определение магиитной_ структуры предполагает знание амплитуды Mai нитного рассеяния, которая зависит от вероят- ' ности распределения неспаренных электронов, в то время как в слу­чае рентгеновской дифракции необходимо знание лишь примерной вероятности распределения, а волновые функции Хартри — Фока для 3J- или 4/- электронов могут быть в случае необходимости вы­числены.
Рассмотрим теперь коротко результаты исследования переходных и редкоземельных металлов.

1 Температура Нееля представляет собой температуру Кюри антиферро­магнитного м атер и ал а.

190