Imágenes de neutrones para la 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 de potencia y refrigeradores magnéticos. Los inductores toroidales con núcleos de anillos magnéticos se pueden encontrar dentro de estos dispositivos eléctricos que se usan a diario. Para tales inductores, se cree que el vector de magnetización M circula con/sin distribución dentro de los núcleos magnéticos como se usaba la energía eléctrica a fines del siglo XIX. Sin embargo, en particular, la distribución de M nunca se ha verificado 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 multiescala de estados magnéticos, lo que nos permite evaluar las arquitecturas novedosas 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 de potencia y refrigeradores magnéticos. Por lo 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 varios dispositivos eléctricos en la vida cotidiana. De acuerdo con la ley de circuitos de Ampère, se genera un campo magnético circunferencial H dentro de una bobina inductora cuando se suministra corriente eléctrica al inductor1. La ley circuital de Ampère predice que la amplitud de H en la circunferencia interior es 1,5 veces mayor que en la exterior debido a la diferencia de 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 simples suposiciones no siempre son válidas para los componentes magnéticos reales utilizados en los 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 homogéneo grande. Además, los campos de desmagnetización generados en las esquinas o la anisotropía magnética inclinan la dirección de M desde H en 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 solo información de las curvas de magnetización promediadas como un todo (Fig. 1c) porque la distribución de M no puede medirse a menos que se desmonte el sistema.

Inductor toroidal con manganeso y núcleo anular de ferrita de zinc. (a) Fotografía previa a la medición. De acuerdo con 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 los componentes magnéticos voluminosos2, mientras que la distribución de H fuera del componente se puede medir con precisión utilizando sensores magnéticos fluxgate o Hall. Por otro lado, aún no se han establecido los medios para observar de manera 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, solemos inferir las distribuciones internas de H y M comparando la información de superficie o exterior con simulaciones electromagnéticas4,5. Esta evaluación indirecta funcionó para los diseños actuales que utilizan componentes magnéticos simples existentes. Sin embargo, las futuras sociedades sostenibles requerirán una mayor eficiencia de conversión de energía habilitada por componentes magnéticos altamente sofisticados, donde M o sus orientaciones de espín originales están diseñadas para ser no paralelas y no proporcionales a H en multiescala. Por ejemplo, microscópicamente, algunos espines son antiparalelos a las orientaciones H (los llamados ferrimagnéticos) en un imán permanente de (Nd1−xDyx)2Fe14B6, un imán blando de (Mn1−xZnx)Fe2O47, material magnetocalórico de ErCo28 y material espintrónico de GdFeCo9 , donde los espines antiparalelos juegan un papel importante en su desempeño magnético. Los espines inclinados en la fase magnética suave contribuyen a aumentar el producto energético en los imanes compuestos de resorte 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 multiescalas. 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 altamente 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 imagen 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 arreglos de espín complejos durante mucho tiempo, donde la difractometría detecta neutrones dispersos con alta precisión. En este contexto, la distribución M se puede visualizar fácilmente usando difractometría de neutrones. Sin embargo, los neutrones dispersos en diferentes posiciones se cruzan entre sí cuando los ángulos de dispersión no son los mismos (ver información complementaria). Alternativamente, los haces incidentes estrechos deben escanearse para tal mapeo usando difractometría. En consecuencia, este método requiere mucho tiempo. Sin embargo, cuando ocurre tal 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 mediante el análisis de los bordes de Bragg18, lo que indica que el mapeo simultáneo de las disposiciones internas de espín en un área amplia es posible utilizando un par de haces paralelos de rectilinealidad de gran diámetro y un detector bidimensional (2D). porque las trayectorias rectas de los neutrones transmitidos no se cruzan. En este documento, utilizamos la espectroscopia de transmisión de neutrones para evaluar el valor potencial de la obtención de imágenes de M y arreglos de espín microscópico dentro de los componentes magnéticos. Verificamos la distribución de M y arreglos 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 zinc (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 operativo representa la corriente de 2 A, correspondientes 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 neutrón19 (Fig. 2a). Se observa que a medida que aumenta TOF, Tr disminuye gradualmente con estructuras finas en forma de borde. Tr para neutrones con P(↑) y P(↓) difiere considerablemente en el estado operativo, mientras que son los mismos en el estado de espera. En general, la dispersión magnética en el j-ésimo átomo 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 de la magnitud total de las dispersiones con q en los átomos diversamente orientada. Por lo tanto, el resultado de que Tr es menor para P(↓) que para P(↑) se puede atribuir al estado de 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 hacia abajo de M. El contorno mapea la diferencia en Tr para P(↓) con respecto a 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 no parece estar dirigido 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(↓) a la de P(↑) a lo largo de una línea horizontal en el centro vertical de la derecha (la región de rayas grises). 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 mayor 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 hilos (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 borde de los espectros obtenidos para dilucidar los estados magnéticos microscópicos a continuación.

Transmisiones Tr del inductor de prueba con núcleo anular de ferrita de manganeso y zinc 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(↓) a la de P(↑) en cada píxel del detector en (a) el estado de espera y (b) el estado de funcionamiento. Los recuadros muestran la diferencia a lo largo de una línea horizontal en el centro vertical de la derecha. (la región rayada gris).

La transmisión de neutrones está representada por un decaimiento 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 todos los efectos de atenuación17:

donde i representa el núcleo de ferrita (Fe), el alambre de cobre (Cu) y el revestimiento de resina (Re). La sección eficaz de dispersión de Bragg elástica \(\sigma_{{{\text{Bragg}},{\text{i}}}}^{{{\text{ela}}}}\), elástica difusa \(\ sigma_{{{\text{diffuse}},{\text{ i}}}}^{{{\text{ela}}}}\), elástico incoherente \(\sigma_{{{\text{coh} },{\text{ i}}}}^{{{\text{ela}}}}\), uno 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 de la i-ésima componente, respectivamente. Entre estos términos, solo 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 cumple en un λ específico. En materiales policristalinos, tal dispersión de Bragg ocurre en varios λ que son menos del doble del espacio interplanetario, dhkl, de los planos {hkl}. En consecuencia, podemos observar una estructura similar a un borde para la absorbancia, conocida como el borde de Bragg, en 2dhkl17. Para neutrones térmicos, los otros términos tienen dependencias monótonas en λ; por lo tanto, se discuten 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 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 sin espín y con espín, 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 magnético del j-ésimo átomo, respectivamente2. Los signos negativos y positivos en la Ec. (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 borde 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 gira desde arriba P(↑) hacia abajo P(↓) por la aleta de espín de neutrones, M macroscópico no se dirige hacia arriba o hacia abajo. Además, no podemos encontrar bordes de Bragg adicionales en comparación con la estructura de espinela cúbica de ferrita y la estructura FCC de 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 cristalita está orientada 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 utilizando 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 de borde de 0,02 Å (ver detalles en la sección complementaria) La proporción 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 de aproximadamente 2 μB, que es casi el mismo valor estimado a partir de la magnetización a granel 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 las ferritas Mn-Zn desnudas 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 de excitación 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 discutió anteriormente, existen variaciones en la transmisión en las partes derecha e izquierda del inductor de prueba cuando P se gira desde arriba P(↑) hacia abajo P(↓) usando la aleta de espín 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 las otras son insignificantes. Considerando las Ecs. 2 y 3, tales diferencias entre los bordes 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 antiparalela a la dirección incidente (la retrodispersión). En el caso, m⊥j se escribe simplemente como (mxj, 0, mzj) para los 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 lo tanto, también debemos considerar este efecto. En general, los imanes suaves, se espera que M sea paralelo a B en promedio: 〈M〉//H. Con 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 los ferriimanes colineales. En otras palabras, la discusión anterior sobre la dispersión de las secciones transversales es aplicable incluso si se produce el movimiento de precesión.

Finalmente, consideraremos el caso en que los efectos de ΔM fluctuado localmente no son despreciables. Como se conoce como el efecto de despolarización, numerosas pequeñas rotaciones aleatorias alrededor de μ0ΔM no homogéneo provocan la reducción de la longitud de P. En estudios anteriores, 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 heterogeneidades 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 discuten 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 usa como Rf porque el estudio previo sobre ferritas policristalinas de Mn-Zn mostró que Rf es casi idéntico 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 Mmean en I = 2 A se usa como Mz (ver la sección complementaria). Debido a que FN(hkl), Phkl y Ehkl son inalterables por la corriente, podemos usarlos como estimados 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 espinela, donde se supone que la disposición de espín es colineal como se observa en el estado de espera porque se informó que la estructura colineal contiene ferritas Mn1−xZnxFe2O4 (x < 0.5) en el campo magnético alto de 4 MA/m20.

Los mzj estimados de los iones en los sitios A y B, mzA y mzB, se representan en la figura 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 los 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 contrario a las agujas del reloj dentro del núcleo del anillo de ferrita durante el estado operativo, en contra de la circulación en el sentido de las agujas del reloj de 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 los 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 invariable con respecto a las condiciones detalladas del supuesto, aunque se emplearon muchos supuestos como se indicó anteriormente.

Distribución del estado magnético microscópico. (a) muestra la componente Z del momento magnético, \({\varvec{m}}_{{\text{A}}}\) estimada para iones en un sitio A y (b) muestra la 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 utilizando un núcleo de anillo de ferrita 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, los espectros de transmisión de neutrones polarizados se midieron en cada píxel de un detector 2D con 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 borde 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 de M macroscópico. Los resultados obtenidos aquí son consistentes con la predicción simple para el dispositivo inductor que usa un núcleo de anillo de ferrita 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 la imagen espectroscópica de transmisión de neutrones polarizados tiene 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 estructuras finas similares a bordes sean útiles para evaluar las distribuciones de estados magnéticos microscópicos no solo en un ferrimagneto homogéneo empleado para la demostración aquí, sino también en materiales clasificados funcionalmente o en materiales desigualmente enfriado/prensado durante un proceso de fabricación voluminoso.

Sin embargo, quedan muchos problemas en la etapa actual. Con respecto a la resolución espacial, es importante utilizar selectivamente la imagen espectroscópica de transmisión de neutrones y otras técnicas de imagen como la imagen magnética de rayos X de acuerdo con el tamaño del objeto de medición. En el rango de energía generalmente utilizado, la profundidad de penetración de los rayos X en 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 es imprescindible una resolución espacial mínima del 1%, corresponde a 0,01 mm para las piezas de pocos milímetros por lado. La resolución espacial real obtenida aquí, 1 mm o más (ver Fig. 3), aparentemente es insuficiente para el propósito. Por lo tanto, es necesario seguir avanzando en detectores con altas resoluciones espaciales para los experimentos con objetos más pequeños. Mientras tanto, el tamaño máximo depende de la profundidad de penetración de los neutrones en el objeto de medición. Teniendo en cuenta que la transmisión real fue del 20 al 30 % para el presente inductor con un espesor total de 15 mm (Fig. 2), el límite superior del espesor total es 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, en la actualidad es posible medir solo los estados estables y sus respuestas periódicas que se pueden visualizar estroboscópicamente, como lo demuestra el hecho de que se necesitaron 36 ks para la presente medición. 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 poderosa fuente de neutrones pulsados en J-PARC para evitar errores en el 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 despolarización para estimar la magnitud de los momentos magnéticos con gran 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 el Co y el Eu incluso después de un año. Como se discutió aquí, la imagen espectroscópica de transmisión de neutrones tiene muchos problemas por resolver y aún es inconveniente aplicarla a la evaluación de una amplia variedad de componentes magnéticos novedosos con estados magnéticos complejos en la multiescala; sin embargo, podemos decir que vale la pena desarrollar más 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 grosor 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 con un analizador B–H (SY8219, IWATSU Electric Co). La bobina se fabricó enrollando alambre de cobre recubierto con resina de poliéster de 0,5 mm de diámetro 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 convirtió en aproximadamente Poff ~ 0,9, donde I+ e I− son las intensidades de los neutrones en los estados de espín hacia arriba y hacia abajo19. Posteriormente, las polaridades de los espines de los neutrones se invirtieron mediante un flipper de espines de neutrones de tipo gradiente de RF. Debido a que la eficiencia de la aleta de espín era muy cercana a uno, la polarización cambió a Pon ~ − 0,9. Estos estados polarizados se mantuvieron utilizando imanes guía hasta que los neutrones entraron en el inductor. Se utilizó un detector n-GEM 2D 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 efectiva de recuento de picos del detector fue de 180 kcps; por lo tanto, la densidad de flujo de neutrones incidente 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 estado de espera donde no se suministró corriente I (0 A) a la bobina y en estado operativo con una corriente I de 2 A, donde se generó un campo magnético en el rango de 6,87 a 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 MEXT-Program for Creation of Innovative Core Technology for Power Electronics (Concesión número JPJ009777), JSPS KAKENHI (Concesión No.19H04400) y JST-Programa Mirai, Japón (Subvención No. JPMJMI18A3).

Yojiro Oba

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

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

Hiroaki Mamiya, Noriki Terada y Tadakatsu Ohkubo

Agencia de Energía Atómica de Japón, 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 datos. A supervisó la realización de este estudio. Todos los autores revisaron críticamente y revisaron el borrador del manuscrito y aprobaron la versión final para su presentación.

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 la magnetización dentro de un inductor operativo. Informe científico 13, 9184 (2023). https://doi.org/10.1038/s41598-023-36376-x

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Recibido: 03 febrero 2023

Aceptado: 02 junio 2023

Publicado: 06 junio 2023

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

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