Время вспять - Анатоль Абрагам

Ввиду малой концентрации 43Ca и его малого магнитного момента, чтобы наблюдать сигнал от него, пришлось его поляризовать почти на сто процентов. Ввиду той же малой концентрации и по причинам, которые было бы слишком длинно излагать здесь, знакомый читателю метод ДЯП царя Соломона оказался неприменимым к 43Ca.

Пришлось употребить косвенный метод, вариант метода Хана и Хартмана (Hahn, Hartman), который я здесь изложу кратко, потому что он понадобится позже в связи с объяснением «вращающихся структур». В этом методе спины фтора поляризуются по царю Соломону, после чего их поляризация передается спинам кальция следующим образом: накладывают на образец два радиочастотных поля, одно с частотой, близкой к ларморовской частоте фтора, второе — к ларморовской частоте кальция. Эти частоты подобраны так, чтобы эффективные ларморовские частоты обеих пород спинов, каждая в своем собственном эффективном поле, были равны. Имея одинаковые ларморовские частоты, спины фтора и кальция могут «разговаривать» друг с другом через сохраняющие энергию флип-флопы, и высокая поляризация фтора передается кальцию. На все это ушло немало времени, но под конец все же удалось. Докладывая в первый раз в 1973 году на международной конференции о наблюдении ядерного ферромагнетизма, я заметил: «Прошло четыре года после моего доклада о наблюдении антиферромагнетизма в CaF2, где внешнее поле было направлено вдоль оси [100]. Сегодня я докладываю о наблюдении ферромагнетизма в том же образце, но с внешним полем, направленным вдоль [111]. Для того чтобы повернуть кристалл от одной оси к другой, ушло четыре года. Согласитесь, что такое вращение можно считать одним из самых медленных вращений в истории физики».

В течение двадцати лет нейтронная дифракция являлась самым мощным способом исследования электронного антиферромагнетизма. Чтобы понять как и почему, начнем с дифракции рентгеновских лучей. Когда рентгеновский луч падает на кристаллическую решетку, то при некоторых ориентациях луча по отношению к атомным плоскостям кристалла между рентгеновскими Х-фотонами, рассеянными решеткой, происходит конструктивная интерференция и в некоторых направлениях рассеянное излучение представляет резкие максимумы, так называемые брэгговские пики. Если кристалл антиферромагнитный, то атомные магнитные моменты в двух соседних атомных плоскостях имеют противоположные ориентации. Амплитуда рассеяния рентгеновского кванта магнитным атомом очень мало зависит от ориентации его магнитного момента, и рентгеновский квант не способен различить две такие плоскости, которые ему «покажутся» одинаковыми.

Нейтрон же, будучи вооруженным собственным магнитным моментом, будет рассеян по-разному двумя магнитными атомами с противоположными моментами. Нейтрону две соседние плоскости антиферромагнита «покажутся» различными, и период решетки ему покажется удвоенным. Применение условия Брэгга к этому новому периоду предсказывает появление новых брэгговских пиков, когда кристалл переходит в антиферромагнитное состояние. Их наблюдение в 1949 году явилось первым прямым подтверждением двухрешеточной модели антиферромагнетизма, предложенной Неелем на пятнадцать лет раньше.

Так почему же не поискать с помощью нейтронов такого жепрямого подтверждения и для ядерного антиферромагнетизма, который, я должен признаться, был встречен специалистами электронного магнетизма с некоторым недоверием? Все эти вращающиеся системы и отрицательные температуры слишком уж были непохожи, по их мнению, на «настоящий» ферромагнетизм или антиферромагнетизм, к которому они привыкли. (В 1969 году на международной конференции по магнетизму, где я докладывал о первом наблюдении ядерного антиферромагнитного порядка, мне возразили, что такой порядок невозможен, потому что при нем дипольная энергия спинов принимает максимальное значение. Мой ответ, что спины с отрицательной температурой только о том и мечтают, не убедил моего оппонента.) Однако с нейтронной дифракцией было одно маленькое затруднение (на которое те же специалисты поторопились мне указать) — ядерные магнитные моменты меньше атомных на три или четыре порядка и то, что хорошо для электронного магнетизма, не годится для ядерного.

Конечно все это так, но есть выход и из этого тупика. Рассеяние нейтрона на атомном ядре — результат ядерной силы, и, как я объяснил в главе о поляризованных мишенях, его амплитуда зависит от взаимной ориентации спинов нейтрона и ядра. На ядрах с противоположными спинами амплитуды рассеяния нейтрона будут различными. Иными словами, нейтрон, в отличие от рентгеновского кванта, способен отличить два ядерных спина с противоположными ориентациями. Правда, это происходит благодаря ядерному взаимодействию спинов, а не магнитному взаимодействию магнитных моментов. — «Добра и редька, коли рыбы нет». — Главное, что нейтрон способен «распознать» две атомные плоскости с противоположной намагниченностью, а значит, может стать орудием исследования ядерного антиферромагнетизма.

Для наглядности удобно делать вид, что это распознавание магнитное, и приписать каждому ядерному изотопу фиктивный магнитный момент, который я назову псевдомагнитным и обозначу символом μ*. Пусть μ* — магнитный момент, который должен иметь данный изотоп для того, чтобы сила его магнитного взаимодействия с магнитным моментом нейтрона равнялась силе настоящего ядерного взаимодействия его спина со спином нейтрона.

Ядерные силы намного превосходят магнитные. Следовательно, можно полагать, что псевдомагнитный момент любого ядра окажется намного большим его настоящего момента. В некоторых благоприятных случаях он даже может быть сравним с электронным магнитным моментом, величина которого сделала возможным изучение электронного антиферромагнетизма с помощью нейтронной дифракции. Так это обстоит с протоном: давно известно, что рассеяние нейтронов на протонах сильно зависит от спина. Эту зависимость можно выразить количественно; величина псевдомагнитного момента протона μ*(1H) равна 5,6 электронных магнетонов, т. е. в 3500 раз (!) больше его настоящего магнитного момента. Но мы наблюдали антиферромагнетизм не протона, а фтора 19F. Как обстоит дело с фтором?

Я набросился на таблицы ядерных данных, в которых, к своему разочарованию, нашел псевдомагнитные моменты (вернее, амплитуды, из которых я их подсчитал) только четырех нуклидов: протона, дейтрона, кобальта и ванадия. Причина такой скудности данных заключалась в том, что в рассеянии нейтронов на неполяризованной мишени величина μ* входит в квадрате и измерима только, если она велика. Это именно так для четырех предыдущих ядер. Что касается 19F, то таблицы давали для абсолютной величины μ*(19F) только верхнюю границу, в 200 раз большую настоящего μ(19F), и без знака. Эта граница не исключала возможности наблюдать ЯМП во фтористом кальции. Но чтобы проверить это, необходимо было осуществить брэгговскую дифракцию поляризованных нейтронов на поляризованной мишени из фтористого кальция.**