Imágenes de neutrones para magnetización dentro de un inductor operativo

Scientific Reports volumen 13, número de artículo: 9184 (2023) Citar este artículo

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Los componentes magnéticos son partes clave de los sistemas de conversión de energía, como generadores eléctricos, motores, dispositivos eléctricos y refrigeradores magnéticos. Los inductores toroidales con núcleos de anillos magnéticos se pueden encontrar dentro de los dispositivos eléctricos que se utilizan a diario. Para tales inductores, se cree que el vector de magnetización M circula con o sin distribución dentro de los núcleos magnéticos tal como se usaba la energía eléctrica a finales del siglo XIX. Sin embargo, cabe destacar que la distribución de M nunca ha sido verificada directamente. Aquí, medimos un mapa de espectros de transmisión de neutrones polarizados para un núcleo de anillo de ferrita ensamblado en un dispositivo inductor familiar. Los resultados mostraron que M circula dentro del núcleo del anillo con un orden de espín ferrimagnético cuando se suministra energía a la bobina. En otras palabras, este método permite la obtención de imágenes operando a múltiples escalas de estados magnéticos, lo que nos permite evaluar las nuevas arquitecturas de sistemas de conversión de energía de alto rendimiento que utilizan componentes magnéticos con estados magnéticos complejos.

Los componentes magnéticos son partes clave de los sistemas de conversión de energía, como generadores eléctricos, motores, dispositivos eléctricos y refrigeradores magnéticos. Por tanto, han sido un pilar de la sociedad moderna desde finales del siglo XIX1. Por ejemplo, los inductores toroidales con núcleos de ferrita y bobinas de cobre (Fig. 1a) se encuentran en diversos dispositivos eléctricos de la vida cotidiana. Según la ley del circuito de Ampère, se genera un campo magnético circunferencial H dentro de una bobina inductora cuando se suministra una corriente eléctrica al inductor1. La ley del circuito de Ampère predice que la amplitud de H en la circunferencia interior es 1,5 veces mayor que la de la exterior debido a la diferencia en los perímetros (Fig. 1b). Si la magnetización M se induce en una dirección paralela a H y su magnitud es proporcional a H, M también gira circunferencialmente dentro del núcleo de ferrita con magnitudes 1,5 veces diferentes entre los lados interior y exterior. Aunque estas suposiciones simples no siempre son válidas para los componentes magnéticos reales utilizados en sistemas de conversión de energía, la distribución de M en su interior nunca se ha verificado directamente. Debido a la saturación magnética, con frecuencia se esperan respuestas magnéticas no lineales en un H grande y homogéneo. Además, los campos desmagnetizadores generados en las esquinas o la anisotropía magnética inclinan la dirección de M de H en los componentes magnéticos generales. En otras palabras, los componentes magnéticos reales no satisfacen la conocida relación con el siguiente flujo magnético B = μ0(H + M) = μ0(1 + χ)H, donde μ0 es la permeabilidad al vacío y χ es la susceptibilidad. Por lo tanto, la distribución de M no es la misma que la distribución de H o B. Sin embargo, a lo largo de los siglos, los componentes magnéticos se han diseñado utilizando únicamente información de las curvas de magnetización promediadas en su conjunto (Fig. 1c) porque la distribución de M no puede medirse a menos que se desmonte el sistema.

Inductor toroidal con núcleo de anillo de ferrita de manganeso y zinc. (a) Fotografía previa a la medición. Según la ley del circuito de Ampère, la amplitud H en las periferias interior y exterior, Hin y Hout, se calcula en (b). (c) La magnetización promedio se muestra como una función de los campos magnéticos promedio a 296 K. Los símbolos cuadrados en (c) indican los puntos para medir los espectros de transmisión de neutrones.

Actualmente, la microscopía magnetoóptica de Kerr o la microscopía electrónica de barrido polarizada por espín se utilizan para dilucidar la distribución fina de M en la superficie desnuda de componentes magnéticos voluminosos2, mientras que la distribución de H fuera del componente se puede medir con precisión utilizando sensores magnéticos Fluxgate o Hall. Por otra parte, aún no se han establecido los medios para observar de forma no destructiva las distribuciones dentro de componentes voluminosos ensamblados en sistemas de conversión de energía. Por ejemplo, H dentro del núcleo magnético se aproximó al valor medido utilizando una bobina de búsqueda colocada dentro de los agujeros perforados en el núcleo3. En consecuencia, normalmente inferimos las distribuciones internas de H y M comparando la información superficial o exterior con simulaciones electromagnéticas4,5. Esta evaluación indirecta funcionó para diseños actuales que utilizan componentes magnéticos simples existentes. Sin embargo, las sociedades sostenibles del futuro requerirán una mayor eficiencia en la conversión de energía habilitada por componentes magnéticos altamente sofisticados, donde M o sus orientaciones de espín originales están diseñadas para no ser paralelas ni proporcionales a H en múltiples escalas. Por ejemplo, microscópicamente, algunos espines son antiparalelos a las orientaciones H (las llamadas ferrimagnéticas) en un imán permanente de (Nd1−xDyx)2Fe14B6, un imán blando de (Mn1−xZnx)Fe2O47, un material magnetocalórico de ErCo28 y un material espintrónico de GdFeCo9. , donde los espines antiparalelos juegan un papel importante en su desempeño magnético. Los espines inclinados en la fase magnética blanda contribuyen a aumentar el producto energético en los imanes compuestos de resortes de intercambio en la mesoescala10. Macroscópicamente, se utilizan materiales magnéticos funcionalmente graduados11 y componentes multimateriales12, donde las propiedades magnéticas están diseñadas para variar de un lugar a otro dentro de una unidad de un solo componente. Los componentes magnéticos deben ser complejos en multiescala. Es difícil evaluar las distribuciones internas de H y M (de lo contrario, B y M) en materiales tan avanzados utilizando la información obtenida de la superficie o del exterior. La falta de un método de evaluación útil es una barrera para el avance de los sistemas de conversión de energía.

Los neutrones son muy penetrantes en comparación con los electrones y los rayos X. Además, los espines de los neutrones exhiben un movimiento de precesión alrededor de B, y algunos de los neutrones son dispersados por espines de electrones que son M microscópicos. Por lo tanto, recientemente se han desarrollado técnicas de imágenes para la precesión de los neutrones inicialmente polarizados para visualizar la distribución de B13. 14,15. Mientras tanto, la dispersión de neutrones ha desempeñado un papel fundamental en el estudio fundamental de disposiciones complejas de espín durante mucho tiempo, donde la difractometría detecta neutrones dispersos con gran precisión. En este contexto, la distribución M se puede visualizar fácilmente mediante difractometría de neutrones. Sin embargo, los neutrones dispersos en diferentes posiciones se cruzan entre sí cuando los ángulos de dispersión no son los mismos (consulte la información complementaria). Alternativamente, los haces incidentes estrechados deben escanearse para realizar dicho mapeo mediante difractometría. En consecuencia, este método requiere mucho tiempo. Sin embargo, cuando se produce dicha dispersión, la intensidad de los neutrones de transmisión disminuye. Este tipo de disminución observada en los espectros de transmisión de neutrones se conoce como bordes de Bragg16,17. Recientemente, hemos demostrado que las disposiciones de espín se pueden evaluar analizando los bordes de Bragg18, lo que indica que el mapeo simultáneo de disposiciones de espín internas en un área amplia es posible utilizando un par de haces rectilíneos paralelos de gran diámetro y un detector bidimensional (2D). porque las trayectorias rectas de los neutrones transmitidos no se cruzan. Aquí, utilizamos espectroscopía de transmisión de neutrones para evaluar el valor potencial de la obtención de imágenes de M y disposiciones de espín microscópico dentro de componentes magnéticos. Verificamos la distribución de M y las disposiciones de espín microscópico dentro del inductor (Fig. 1) como el componente magnético más simple adecuado para el primer experimento.

La Figura 2 muestra las transmisiones de neutrones Tr de la parte izquierda del inductor de prueba con núcleo de anillo de ferrita de manganeso-cinc (Mn-Zn) en función del tiempo de vuelo (TOF) de los neutrones. En esta figura, el estado de espera representa la corriente de 0 A (I) a la bobina y el estado de funcionamiento representa la corriente de 2 A, correspondiente a los estados remanente y casi saturado respectivamente (Fig. 1c). El vector de polarización del neutrón incidente P se mantuvo hacia arriba P ( ↑ ) o se giró hacia abajo P ( ↓) apagando o encendiendo la aleta de giro del neutrón 19 (Fig. 2a). Se observa que a medida que aumenta TOF, Tr disminuye gradualmente con estructuras finas en forma de bordes. Tr para neutrones con P( ↑ ) y P (↓) difiere considerablemente en el estado operativo, mientras que son iguales en el estado de espera. En general, la dispersión magnética en el átomo j-ésimo es constructiva para la dispersión nuclear en el mismo átomo cuando P es antiparalela a m⊥j y destructiva para la dispersión nuclear cuando P es paralela a m⊥j, donde m⊥j = (m⊥xj , m⊥yj, m⊥zj) es la proyección vectorial del momento magnético mj = (mxj, myj, mzj) del j-ésimo átomo en el plano perpendicular al vector de dispersión, q. Como se indicó anteriormente, la variación en la intensidad de la transmisión tiene una relación inversa con la magnitud total de las dispersiones con q diversamente orientado en los átomos. Por lo tanto, el resultado de que Tr es menor para P(↓) que para P( ↑) puede atribuirse al estado en que la suma de mj, es decir, M se dirige principalmente hacia arriba a través de la ruta de transmisión (los detalles se analizan más adelante). Por el contrario, cuando Tr para P(↓) excede el de P( ↑), podemos considerar la dirección descendente de M. El contorno mapea la diferencia entre Tr para P(↓) y el de P( ↑) en cada píxel de El detector, donde Tr se promedia de 10 a 30 ms TOF, se muestra en la Fig. 3. En el estado operativo, Tr en la parte izquierda del inductor de prueba disminuye, a medida que P cambia de P ( ↑ ) a P (↓), mientras que Tr en la parte derecha del inductor de prueba aumenta con el cambio (Fig. 3b), lo que indica que cuando se genera H, M se dirige hacia arriba en la parte izquierda y hacia abajo en la parte derecha. Sin embargo, M en las partes superior e inferior del inductor de prueba parece no dirigirse ni hacia arriba ni hacia abajo. Estos resultados son consistentes con el modelo simple, donde M circula en el sentido de las agujas del reloj dentro del núcleo del anillo de ferrita durante el estado operativo. Los recuadros en la Fig. 3 muestran la diferencia en Tr para P(↓) y para P( ↑) a lo largo de una línea horizontal en el centro vertical a la derecha (la región rayada gris). En el estado operativo, la diferencia es casi constante en los rangos donde existe el núcleo del anillo. En resumen, la magnitud M es constante dentro del núcleo de ferrita. Para el núcleo del anillo, el perímetro del círculo exterior es 1,5 veces más largo que el del interior. En consecuencia, la amplitud H en la periferia interior es 1,5 veces mayor que en la exterior debido a la diferencia en la densidad del número de cables (Fig. 1b). Si M es proporcional a H, la magnitud de M inducida en el lado interior del núcleo debe ser 1,5 veces mayor que la del lado exterior. Alternativamente, cuando el núcleo está saturado magnéticamente, la magnitud de M es casi constante en todo el núcleo. La característica observada aquí parece consistente con el último caso. Esto es razonable porque la curva de magnetización está casi saturada cuando se aplica H (Fig. 1c). El análisis actual muestra que M circula periféricamente dentro del núcleo del anillo con magnitudes casi equivalentes entre los lados interior y exterior en contraste con la predicción ingenua basada en la relación M = μ0χH. Examinemos las estructuras finas en forma de bordes de los espectros obtenidos para dilucidar a continuación los estados magnéticos microscópicos.

Transmisiones Tr del inductor de prueba con núcleo de anillo de ferrita de zinc y manganeso para neutrones con polarizaciones ascendentes/descendentes en función del tiempo de vuelo (TOF) de los neutrones. (a) muestra el diagrama esquemático del experimento de transmisión, y (b) muestra los resultados obtenidos en el estado de espera con una corriente I de 0 A y el estado operativo con una corriente I de 2 A, donde Tr se promedia en la parte coloreada en el recuadro.

Mapas de contorno de la diferencia en Tr para P (↓) con respecto a P ( ↑ ) en cada píxel del detector en (a) el estado de espera y (b) el estado de operación. Los recuadros muestran la diferencia a lo largo de una línea horizontal en el centro vertical a la derecha. (la región rayada gris).

La transmisión de neutrones está representada por una caída exponencial \(Tr = e^{ - A\left( \lambda \right)}\), donde A(λ) es la absorbancia. Para el inductor de prueba multicomponente, A(λ) se expresa como la suma de cada efecto de atenuación17:

donde i representa el núcleo de ferrita (Fe), el alambre de cobre (Cu) y el revestimiento de resina (Re). La sección transversal elástica de dispersión de Bragg \(\sigma_{{{\text{Bragg}},{\text{i}}}}^{{{\text{ela}}}}\), elástica difusa \(\ sigma_{{{\text{difuso}},{\text{ i}}}}^{{{\text{ela}}}}\), elástico incoherente \(\sigma_{{{\text{coh} },{\text{ i}}}}^{{{\text{ela}}}}\), inelástico \(\sigma_{{\text{i}}}^{{{\text{inela} }}}\), y la sección transversal de absorción \(\sigma_{{\text{i}}}^{{{\text{abs}}}}\), contribuyen para cada componente, ni y ti representan el número total de celdas unitarias en la unidad de volumen y el espesor efectivo del i-ésimo componente, respectivamente. Entre estos términos, sólo la dispersión de Bragg para las estructuras periódicas del núcleo en la posición de (xj, yj, zj) y los momentos magnéticos mj forman estructuras finas en los espectros porque la condición de Laue se satisface en un λ específico. En materiales policristalinos, dicha dispersión de Bragg ocurre en varios λ que son menos del doble del espaciado interplanetario, dhkl, de los planos {hkl}. En consecuencia, podemos observar una estructura similar a un borde para la absorbancia, conocida como borde de Bragg, en 2dhkl17. Para los neutrones térmicos, los otros términos tienen dependencias monótonas de λ; por lo tanto, se analizan en la sección complementaria y nos concentraremos en \(\sigma_{{{\text{Bragg}},{\text{i}}}}^{{{\text{ela}}}} \) descrito de la siguiente manera:

donde v0 es el volumen de la celda unitaria2,17. La función de error complementaria, la función de distribución de orientación de March-Dollase y la función de extinción primaria de Sabine se utilizaron para la función de resolución Rhkl, la función de orientación preferida Phkl y la función de extinción primaria Ehkl con tamaño de cristalito Rc, respectivamente. Los factores de estructura cristalina y magnética para las dispersiones de neutrones con giro sin giro y con giro con giro, FN(hkl), FMnsf(h′k′l′) y FMsf(h″k″l″) se expresan de la siguiente manera:

donde rm es el factor de magnitud (5,39 fm); Biso es el factor de temperatura; y oj, bj y fj son la ocupación del sitio, la longitud de dispersión del núcleo y el factor de forma magnética del j-ésimo átomo, respectivamente2. Los signos negativos y positivos en la ecuación. (3b) corresponden a los casos de neutrones con estados polarizados hacia arriba P ( ↑ ) y con estado hacia abajo P (↓), respectivamente.

Comencemos la investigación de las estructuras finas en forma de bordes analizando los espectros de transmisión en el estado de espera utilizando la corriente I de 0 A (Fig. 4). Debido a que el espectro es invariante cuando P se gira desde P ( ↑ ) hacia arriba a P (↓) hacia abajo mediante la aleta de espín de neutrones, la M macroscópica no dirige ni hacia arriba ni hacia abajo. Además, no podemos encontrar bordes de Bragg adicionales en comparación con la estructura de espinela cúbica de la ferrita y la estructura FCC del cobre. Por lo tanto, la estructura magnética es ferrimagnética colineal, como se observó previamente para las ferritas Mn1−xZnxFe2O4 (x < 0,5): {h′k′l′} = {h″k″l″} = {hkl}20. Para el núcleo de ferrita, asumimos que todos los iones Zn ocupan el sitio intersticial tetraédrico (sitio A) de la estructura de espinela cúbica21 y que cada cristalito está orientado aleatoriamente: Phkl = 1. Además, Biso para la ferrita y el cobre se establece en 0,4 Å221. La absorbancia observada se puede reproducir bien con la curva calculada usando las Ecs. (1–3) (Fig. 4), y los parámetros se muestran en la Tabla 1, donde el factor de concordancia R es 0,3% para el ancho del borde de 0,02 Å (ver detalles en la sección complementaria) La relación de distribución de iones Mn de el sitio A al sitio octaédrico (B) es 0,267–0,124, que se puede comparar con el de un informe anterior22. El momento magnético mB promediado sobre los iones de Mn0.062Fe0.938 en el sitio B es 1.6 μB, y es antiparalelo al momento magnético mA de −1.4 μB promediado sobre los iones de Zn0.498Mn0.267Fe0.235 en el sitio A. sitio. El momento magnético total para una fórmula química unitaria es aproximadamente 2 μB, que es casi el mismo que el valor estimado a partir de la magnetización masiva a temperatura ambiente (consulte los detalles en la sección complementaria). Podemos confirmar que los estados magnéticos microscópicos en el estado de espera concuerdan con los resultados informados anteriormente para ferritas desnudas de Mn-Zn que aún no se han ensamblado en un dispositivo inductor20,21,22,23. En la siguiente sección, consideraremos cómo el núcleo de ferrita se magnetiza microscópicamente cuando se suministra una corriente excitante a los alambres de cobre.

Dependencia de la longitud de onda de la absorbancia A(λ) en el estado de espera usando la corriente de 0 A: los círculos negros muestran los resultados observados y la curva roja muestra la línea ajustada. {hkl} muestra los planos de difracción de ferrita Mn-Zn y Cu.

Como se analizó anteriormente, existen variaciones en la transmisión en las partes derecha e izquierda del inductor de prueba cuando P se giró desde P ( ↑ ) hacia arriba a P (↓) hacia abajo usando la aleta de giro de neutrones en el estado operativo con la corriente de excitación ( Figura 2). Mirando los espectros con más detalle, las variaciones de algunas alturas de los bordes de Bragg son considerables, mientras que las de otros son insignificantes. Considerando las ecuaciones. 2 y 3, tales diferencias entre las aristas provienen de la variedad de \(F_{{\text{M}}}^{{{\text{nsf}}}} \left( {h^{\prime } k^{ \prime } l^{\prime } } \right)\) con signos positivos y negativos en el término de \(\left( {F_{{\text{N}}} \left( {hkl} \right) + F_{{\text{M}}}^{{{\text{nsp}}}} \left( {h^{\prime } k^{\prime } l^{\prime } } \right)} \ derecha)^{2}\). En otras palabras, podemos, en principio, estimar la magnitud y el signo de \(m_{ \bot j}^{{{z}}}\) del j-ésimo átomo en cada sitio cristalino a partir de los análisis de variaciones finas de los espectros entre P( ↑ ) y P (↓). Para simplificar, nos concentraremos en las variaciones en los bordes de Bragg porque q en los bordes λ = 2dhkl se vuelve antiparalelo a la dirección incidente (la retrodispersión). En el caso, m⊥j se escribe simplemente como (mxj, 0, mzj) para neutrones del eje Y, ya que q viene dado por (0, − qy, 0). En consecuencia, la diferencia en A(λ) entre neutrones con P( ↑) y P(↓) se expresa de la siguiente manera:

en λ = 2dhkl.

Además de estas dispersiones, se produce el movimiento de precesión alrededor de B, como se indicó anteriormente. Por tanto, también debemos considerar este efecto. En general, se espera que M sea paralelo a B en imanes blandos: 〈M〉//H. Bajo la condición, B se expresa como μ0(H + 〈M〉) + μ0ΔM, donde ΔM es la fluctuación local de M. Si ΔM es insignificante, la polarización P comienza a procesarse alrededor de μ0(H + 〈M〉) después de la Los neutrones entran en el núcleo de ferrita. Durante el movimiento de precesión, el ángulo entre P y H + 〈M〉 es constante. En consecuencia, el ángulo entre mj microscópico y P también se conserva debido a la naturaleza de M//mj en ferrimagnetos colineales. En otras palabras, la discusión anterior sobre las secciones transversales de dispersión es aplicable incluso si ocurre el movimiento de precesión.

Finalmente, consideraremos el caso en que los efectos de la fluctuación local de ΔM no son despreciables. Como se conoce como efecto de despolarización, numerosas rotaciones aleatorias pequeñas alrededor de μ0ΔM no homogéneas causan la reducción de la longitud de P. En estudios previos, la tasa de reducción por unidad de ruta de transmisión se describe como \(\alpha = cR_{f} (\mu_{ 0} \Delta M)^{2} \lambda^{2}\), donde c = 2,15 × 1029 m−4 T−2 es una constante que relaciona la precesión de Larmor y Rf es el tamaño típico de las inhomogeneidades magnéticas locales , respectivamente24. En este análisis, se consideró el efecto de despolarización porque se observó en una ferrita de Mn-Zn incluso cuando la magnetización está casi saturada25. Debido a que este tipo de despolarización es dominante, la ecuación. (4) ha sido revisado.

donde los detalles se analizan en la sección complementaria. En la evaluación de la magnitud y el signo de \({m}_{\text{z}j}\), Rc estimado en los análisis anteriores se utiliza como Rf porque el estudio previo sobre ferritas policristalinas de Mn-Zn mostró que Rf es casi idénticos a los tamaños de grano26. Además, establecemos ΔM2 en Ms2 − Mz2, donde la magnetización de saturación Ms se estima usando la ley de aproximación a la saturación magnética y Mmedia en I = 2 A se usa como Mz (consulte la sección complementaria). Debido a que FN(hkl), Phkl y Ehkl son inalterables por la corriente, podemos usarlos según lo estimado en el estado de espera. Estimamos mzj en cada píxel analizando completamente las variaciones en las alturas de los bordes de Bragg en los planos {311}, {511}, {440} y {531} de la ferrita de espinela, donde la disposición de espín se supone colineal como se observa en el estado de espera porque se informó que la estructura colineal se mantiene en ferritas Mn1−xZnxFe2O4 (x < 0,5) en el alto campo magnético de 4 MA/m20.

Los mzj estimados de los iones en los sitios A y B, mzA y mzB, se representan en la Fig. 5. La magnitud de mzA es ~ 1 μB y su signo es positivo en la parte derecha del núcleo del anillo de ferrita, lo que indica que la dirección de \({\varvec{m}}_{{\text{A}}}\) de iones del sitio A en la parte derecha está en el hemisferio superior, mientras que \({\varvec{m}}_{{ \text{A}}}\) de iones del sitio A en la parte izquierda del núcleo del anillo se dirige hacia el hemisferio inferior debido al signo negativo estimado de \(m_{{\text{zA}}}\) en la parte. Estos resultados son consistentes con la interpretación de que la dirección de \({\varvec{m}}_{{\text{A}}}\) gira en sentido antihorario dentro del núcleo del anillo de ferrita durante el estado operativo, contra la circulación en el sentido de las agujas del reloj del núcleo macroscópico. M (Figura 3). Por el contrario, el signo de mzB es negativo en la parte derecha y positivo en la parte izquierda. Estos muestran que \({\varvec{m}}_{{\text{B}}}\) de iones del sitio B se dirige hacia abajo y hacia arriba en las partes derecha e izquierda, respectivamente. En otras palabras, la dirección de \({\varvec{m}}_{{\text{B}}}\) parece girar en el sentido de las agujas del reloj, como se ve para M macroscópica. La relación antiparalela observada entre \({\varvec{ m}}_{{\text{A}}}\) y \({\varvec{m}}_{{\text{B}}}\) es razonable porque se sabe que \({\varvec {m}}_{{\text{B}}}\) está acoplado antiferromagnéticamente con \({\varvec{m}}_{{\text{A}}}\) en la escala microscópica22. En particular, el resultado obtenido aquí parecía cualitativamente invariante con respecto a las condiciones detalladas del supuesto, aunque se emplearon muchos supuestos como se indicó anteriormente.

Distribución del estado magnético microscópico. (a) muestra el componente Z del momento magnético, \({\varvec{m}}_{{\text{A}}}\) estimado para iones en el sitio A y (b) muestra el componente Z de \( {\varvec{m}}_{{\text{B}}}\) en el sitio B, donde se promedian en la región de 5 × 5 píxeles.

Describimos los estados magnéticos dentro de un dispositivo inductor que utiliza un núcleo de anillo de ferrita de Mn-Zn porque ningún estudio ha validado directamente la distribución interna de los vectores de magnetización M, incluso en inductores tan simples. En el experimento, se midieron espectros de transmisión de neutrones polarizados en cada píxel de un detector 2D de resolución temporal. Los resultados mostraron que M circula en el sentido de las agujas del reloj dentro del núcleo del anillo cuando se suministra energía a la bobina. Los análisis detallados de las estructuras finas en forma de bordes en los espectros también pueden aclarar el estado magnético microscópico y su distribución. Por ejemplo, los momentos magnéticos en el sitio A se orientan en la dirección opuesta a la del M macroscópico. Los resultados obtenidos aquí son consistentes con la predicción simple para el dispositivo inductor que utiliza un núcleo de anillo de ferrita de Mn-Zn, como se esperaba durante más de un siglo. . Esta es la primera verificación directa de la predicción para el núcleo magnético y una indicación de que las imágenes espectroscópicas de transmisión de neutrones polarizados tienen potencial para obtener imágenes de la distribución del estado magnético macroscópico en dispositivos magnéticos altamente sofisticados con estructuras complejas. También esperamos que las imágenes magnéticas selectivas de material/sitio derivadas de las estructuras finas en forma de bordes sean útiles para evaluar las distribuciones de estados magnéticos microscópicos no solo en un ferrimagnet homogéneo empleado para la demostración aquí sino también en materiales funcionalmente graduados o en materiales de manera desigual. enfriado/prensado durante un proceso de fabricación voluminoso.

Sin embargo, aún quedan muchos problemas en la etapa actual. Con respecto a la resolución espacial, es importante utilizar selectivamente la obtención de imágenes espectroscópicas de transmisión de neutrones y otras técnicas de obtención de imágenes, como la obtención de imágenes magnéticas de rayos X, según el tamaño del objeto de medición. En el rango de energía habitual, la profundidad de penetración de los rayos X sobre materiales magnéticos es inferior a 1 mm. Por lo tanto, esperamos que la imagen magnética de neutrones mida el objeto con un grosor superior a 1 mm. Si bien es necesaria una resolución espacial mínima del 1%, corresponde a 0,01 mm para las piezas que miden unos pocos milímetros por lado. La resolución espacial real obtenida aquí, 1 mm o más (ver Fig. 3), es aparentemente insuficiente para este propósito. Por lo tanto, es necesario seguir avanzando en detectores con alta resolución espacial para experimentos con objetos más pequeños. Mientras tanto, el tamaño máximo depende de la profundidad de penetración del neutrón en el objeto de medición. Considerando que la transmisión real fue del 20 al 30% para el inductor actual con un espesor total de 15 mm (Fig. 2), el límite superior del espesor total es de unas pocas decenas de milímetros para los dispositivos magnéticos (que no contienen elementos absorbentes de neutrones como B, Cd y Gd). Por lo tanto, esta técnica es adecuada para evaluar dispositivos de conversión de energía de tamaño pequeño a mediano. Con respecto a la resolución temporal, actualmente sólo es posible medir estados estacionarios y sus respuestas periódicas que pueden representarse mediante imágenes estroboscópicas, como lo demuestra el hecho de que para la presente medición se necesitaron 36 ks. Las observaciones de variaciones dependientes del tiempo, como los efectos del envejecimiento, requieren mejorar la tasa de conteo del detector porque no pudimos usar de manera efectiva la potente fuente de neutrones pulsados en J-PARC para evitar errores de conteo en el detector (consulte la sección "Materiales y métodos"). Con respecto a la evaluación de estados microscópicos, sería muy necesario avanzar más en los métodos de análisis de los efectos de la despolarización para estimar la magnitud de los momentos magnéticos con alta precisión. Finalmente, debemos mencionar que es inevitable que los objetos irradiados estén más o menos radioactivados. Especialmente, es difícil recuperar los dispositivos magnéticos que contienen elementos con altas activaciones de neutrones, como Co y Eu, incluso después de un año. Como se analiza aquí, las imágenes espectroscópicas de transmisión de neutrones tienen muchos problemas por resolver y aún resulta inconveniente aplicarlas a la evaluación de una amplia variedad de componentes magnéticos novedosos con estados magnéticos complejos a escala múltiple; sin embargo, podemos decir que vale la pena seguir desarrollando este nuevo método porque la evaluación de estados magnéticos tan complejos diseñados por arquitecturas novedosas será esencial para mejorar el rendimiento de los sistemas de conversión de energía de próxima generación.

El núcleo de ferrita de manganeso y zinc (Mn-Zn) fue suministrado comercialmente por TDK Co. y se utilizó como componente principal del inductor de prueba, donde los diámetros exterior e interior del núcleo del anillo, el espesor y la densidad son 44,5, 30,0, 13,0 mm. 5000 kg/m3, respectivamente. El análisis de emisión de plasma acoplado inductivamente muestra que las proporciones de composición de Mn, Zn y Fe son 0,13:0,166:0,704, respectivamente. El bucle M – H se midió utilizando un analizador B – H (SY8219, IWATSU Electric Co). La bobina se fabricó enrollando alambre de cobre recubierto de resina de poliéster con un diámetro de 0,5 mm sobre el núcleo de ferrita con 480 vueltas (Fig. 1).

Los espectros de transmisión de neutrones del inductor se midieron como funciones del TOF en la línea de luz 22 (BL22) RADEN en J-PARC27. Se utilizó un espejo magnético para polarizar un haz de neutrones de 50 × 50 mm. En consecuencia, la polarización P = (I+ − I−)/(I+ + I−) se volvió aproximadamente Poff ~ 0,9, donde I+ e I− son las intensidades de los neutrones en los estados de aceleración y desaceleración19. Posteriormente, las polaridades de los espines de neutrones se invirtieron mediante una aleta de espín de neutrones de tipo gradiente de RF. Debido a que la eficiencia del flipper era muy cercana a uno, la polarización cambió a Pon ~ − 0,9. Estos estados polarizados se mantuvieron mediante imanes guía hasta que los neutrones entraron en el inductor. Se utilizó un detector 2D n-GEM multiplicador de electrones de gas de neutrones con resolución temporal con un área de detección efectiva de 100 × 100 mm y píxeles de tamaño 0,8 × 0,8 mm para contar los neutrones transmitidos a una distancia de 18,5 m de la fuente. La tasa de recuento máximo efectiva del detector fue de 180 kcps; por lo tanto, la densidad del flujo de neutrones incidentes se redujo a la magnitud de 2 × 102 n/s/mm2 en promedio para evitar errores de conteo en el detector. En consecuencia, el tiempo de medición de cada imagen fue de 36 ks. La velocidad estimada a partir de TOF se utilizó para calcular λ. Los experimentos se realizaron en el estado de espera donde no se suministró corriente I (0 A) a la bobina y en el estado de funcionamiento con una corriente I de 2 A, donde se generó un campo magnético que oscilaba entre 6,87 y 10,2 kA/m dentro de la bobina. bobina (Fig. 1b).

Todos los datos necesarios para evaluar las conclusiones del artículo están presentes en el artículo y/o en los materiales complementarios.

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Los experimentos en BL22 de J-PARC se realizaron bajo programas de usuario (2017A0042 2018A0062). Este trabajo fue parcialmente apoyado por el Programa MEXT para la creación de tecnología central innovadora para electrónica de potencia (número de subvención JPJ009777), JSPS KAKENHI (subvención número 19H04400) y Programa JST-Mirai, Japón (Subvención No. JPMJMI18A3).

Yojiro Oba

Dirección actual: Universidad Tecnológica de Toyohashi, Toyohashi, 441-8580, Japón

Instituto Nacional de Ciencia de Materiales, Tsukuba, 305-0047, Japón

Hiroaki Mamiya, Noriki Terada y Tadakatsu Ohkubo

Agencia Japonesa de Energía Atómica, Tokai, 319-1195, Japón

Yojiro Oba, Kosuke Hiroi y Takenao Shinohara

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HM, YO, KH y TS realizaron los experimentos de imágenes de neutrones. HM y NT contribuyeron significativamente al análisis e interpretación de los datos. TO supervisó la realización de este estudio. Todos los autores revisaron y revisaron críticamente el borrador del manuscrito y aprobaron la versión final para su envío.

Correspondencia a Hiroaki Mamiya.

Los autores declaran no tener conflictos de intereses.

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Reimpresiones y permisos

Mamiya, H., Oba, Y., Terada, N. et al. Imágenes de neutrones para magnetización dentro de un inductor en funcionamiento. Representante científico 13, 9184 (2023). https://doi.org/10.1038/s41598-023-36376-x

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Recibido: 03 de febrero de 2023

Aceptado: 02 de junio de 2023

Publicado: 06 de junio de 2023

DOI: https://doi.org/10.1038/s41598-023-36376-x

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