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Jun 05, 2023

Espectroscopía de eco de espín de neutrones con una muestra en movimiento

Scientific Reports volumen 13, Número de artículo: 13051 (2023) Cite este artículo 224 Accesos 1 Detalles de Altmetric Metrics La espectroscopia de eco de espín de neutrones es una técnica de dispersión de neutrones inelástica de alta resolución

Scientific Reports volumen 13, número de artículo: 13051 (2023) Citar este artículo

224 Accesos

1 altmétrica

Detalles de métricas

La espectroscopia de eco de espín de neutrones es un método de dispersión de neutrones inelásticos de alta resolución que explora la dinámica de nanosegundos. Es muy adecuado para estudiar el movimiento atomístico en sistemas poliméricos y contribuye a nuestra comprensión de la viscoelasticidad. Sin embargo, para muestras sometidas a cizallamiento o muestras en movimiento en general, se debe considerar la dispersión Doppler. Comparamos el cambio de fase medido y la despolarización debido a la dispersión Doppler de un disco de grafito giratorio con cálculos numéricos y analíticos y encontramos una excelente concordancia. Esto permite tener en cuenta la dispersión Doppler durante el procesamiento de datos y hace posibles tiempos de Fourier más largos, así como velocidades de corte y rangos Q más altos con la espectroscopia de eco de espín de neutrones, lo que permite, por ejemplo, el estudio de polímeros bajo alto corte.

Las propiedades específicas de los neutrones ofrecen varias características únicas para el estudio de materiales. El hecho de que el neutrón tenga una masa en reposo da como resultado una energía significativamente menor en comparación con los fotones con una longitud de onda de nm. Como resultado, los neutrones son una sonda excelente para el estudio de excitaciones de baja energía, como fonones o rotaciones moleculares, así como para el estudio de la difusión por vía, la llamada dispersión cuasi elástica1,2.

Dependiendo de las escalas de energía y tiempo de interés, se encuentran disponibles diferentes métodos de dispersión. La mejor resolución de energía o las escalas de tiempo más largas se alcanzan en los espectrómetros de eco de espín de neutrones (NSE) y son los más adecuados para estudiar dinámicas lentas3. Además de su baja energía, el neutrón es sensible al núcleo y, por tanto, el intercambio de isótopos permite introducir contraste en una muestra formada por los mismos elementos químicos. Otra ventaja de la interacción nuclear de neutrones con materia es la aparición de dispersión incoherente, lo que permite investigar la difusión del trazador sin tener que introducir partículas trazadoras. Estos hechos, combinados con la excelente resolución energética de NSE, hicieron posible verificar experimentalmente teorías sobre la dinámica de los polímeros, como el modelo de reptación4 y sus extensiones, por ejemplo, fluctuaciones de longitud de contorno5 y liberación de restricciones6. La dinámica compleja y lenta de los polímeros tiene un impacto severo en sus propiedades reológicas y da como resultado viscoelasticidad, por ejemplo, una viscosidad que depende de la velocidad de cizalla. Sin embargo, hasta ahora los experimentos NSE se realizaron casi exclusivamente en muestras en reposo, mientras que se requiere una comprensión detallada de la dinámica molecular bajo corte para comprender completamente la viscoelasticidad y las simulaciones por computadora indican cambios en la función de dispersión intermedia de polímeros expuestos a altas velocidades de corte (Weissenberg número (Wi) mayor que 1)7.

A diferencia de la dispersión de neutrones de ángulo pequeño (SANS) NSE, se realiza de forma rutinaria. Rheo-SANS es una poderosa técnica que puede proporcionar información sobre el comportamiento macroscópico y microscópico de los materiales. A escala macroscópica, las mediciones de reología proporcionan información sobre las propiedades viscoelásticas del material, como su módulo de corte y su viscosidad. A escala microscópica, SANS proporciona información sobre la estructura nanoscópica del material, como el tamaño y distribución de las partículas o la conformación y autoensamblaje de cadenas moleculares. Al combinar estas dos técnicas, Rheo-SANS puede revelar cómo las propiedades microestructurales de un material influyen en su comportamiento de flujo macroscópico y viceversa8. En experimentos reológicos, el corte se aplica a menudo en una geometría Couette o de placa cónica. La geometría de placa cónica es preferible para muestras de alta viscosidad, como polímeros fundidos.

En el caso de velocidades de muestra del orden de la velocidad de los neutrones, la dispersión Doppler puede generar un cambio en el ángulo de dispersión de los neutrones, como se muestra en experimentos de difracción que utilizan un cristal giratorio9 y en estudios SANS sobre gotas de aerosol que vuelan paralelas a la transferencia de momento de neutrones, Q, en el misma velocidad que los neutrones10. Para experimentos de reología típicos, la velocidad de la muestra \(v_s\) es del orden de m/s y, por lo tanto, significativamente más lenta que la velocidad de los neutrones \(v_n\) de alrededor de 300 m/s y no se esperan cambios en el ángulo de dispersión. Sin embargo, la dispersión inelástica de neutrones de alta resolución es capaz de detectar cambios de energía del orden del 1% de la energía de los neutrones, o incluso menos, y por lo tanto es sensible a la dispersión Doppler a estas velocidades relativamente lentas, como se muestra con la retrodispersión de neutrones11 y la espectroscopia NSE12. 13 sobre líquidos cizallados y por NSE sobre redes de líneas de flujo en movimiento en un superconductor14. Para estudiar la dinámica molecular bajo cizallamiento se debe conocer la dispersión Doppler y para la dispersión cuasielástica se demostró que la dinámica molecular se puede extraer de las alas del espectro15,16 independientemente de la dispersión Doppler y de la anisotropía en la difusividad de las micelas de polímero. fue reportado bajo corte16,17.

La excelente resolución energética en NSE3 se logra mediante un haz de neutrones polarizados guiado a través de dos campos magnéticos simétricos antes y después de interactuar con una muestra. Si el espín del haz de neutrones es perpendicular a un campo magnético, precede. La fase total acumulada del espín del neutrón depende de la velocidad/energía del neutrón y de la integral de campo. Después de la muestra, el haz de neutrones pasa por una segunda bobina de campo magnético, que es idéntica a la primera pero de dirección opuesta con respecto al espín del neutrón. En consecuencia, el espín precederá nuevamente en la segunda bobina y después de ambas bobinas se recupera la polarización inicial de los neutrones en caso de dispersión elástica. Tenga en cuenta que esto es válido para neutrones de todas las longitudes de onda y gran divergencia, lo que permite utilizar un alto flujo y tener una buena resolución energética al mismo tiempo. Si, por el contrario, una muestra interactúa inelásticamente con el haz de neutrones, cambiando la velocidad media de los neutrones, la polarización no se recupera completamente. Para buscar diferentes transferencias de energía al neutrón desde la muestra, las dos bobinas de precesión pueden desafinarse (ligera variación de la integral de campo en la primera y segunda bobina) para compensar la diferencia de velocidad y recuperar completamente la polarización para una transferencia de energía determinada. . Para aumentar la sensibilidad de la técnica a un pequeño cambio en la velocidad media de los neutrones, normalmente se aplican grandes campos magnéticos que provocan cientos de miles de rotaciones de espín de neutrones a lo largo de la trayectoria de vuelo. La sensibilidad o escala de tiempo típica (\(\tau\)) se escanea escaneando la intensidad del campo magnético en las bobinas y por lo tanto se mide una despolarización del haz en función de la escala de tiempo típica, que es proporcional a la función de dispersión intermedia. . Este procedimiento es similar a otras técnicas de espectroscopia coherente que utilizan pulsos electromagnéticos y recuperan su eco después de la interacción con una muestra, como por ejemplo la resonancia magnética nuclear, de ahí el nombre de espín-eco.

Polarización medida en función de la corriente de la bobina de sintonización, en unidades de rotación de fase, para \(\tau\) = 80 ns para un bloque de grafito en reposo (círculos rojos) y una velocidad de rotación de 85 rpm (triángulos negros, correspondientes a aprox. .258 m/s). Las líneas son un ajuste a los datos tomados en \(Q_x\)=5*10\(^{-2}\) Å\(^{-1}\), \(Q_y\)=6*10\( ^{-3}\) Å\(^{-1}\) usando la ecuación. (1). Para las definiciones de xey, consulte la Fig. 2.

La Figura 1 muestra una medición típica de la modulación de la polarización del haz de neutrones proyectada en la dirección del analizador en el instrumento NSE en el Centro NIST para la Investigación de Neutrones (NCNR, Instituto Nacional de Estándares y Tecnología, Gaithersburg, MD, EE. UU.). El período de las oscilaciones corresponde a una rotación de espín adicional en una u otra bobina de precesión. La polarización más alta se recupera para un número idéntico de rotaciones en la primera y segunda bobina de precesión. Por cualquier diferencia en el número de rotaciones, las ondas de neutrones de diferentes longitudes de onda no recuperan completamente su polarización. Por lo tanto, el eco tiene un ancho finito para una distribución de longitud de onda finita en el haz de neutrones que puede aproximarse mediante una distribución gaussiana:

con la intensidad promedio del haz no polarizado \(A_0\), la amplitud bruta \(A_{\text {raw}}\), la fase bruta \(\phi _{\text {raw}}\), el desplazamiento de fase \ (\phi _0\) y el período T. El ancho sigma de la distribución de longitud de onda está relacionado con \(W = T*\Delta \lambda /\lambda\). En la Figura 1, los puntos experimentales para un bloque de grafito estático se muestran como círculos, mientras que la línea continua es un ajuste usando la ecuación. (1). El ancho medido del eco podría ajustarse mejor con una distribución de longitud de onda de \(\Delta \lambda /\lambda = 7.3\%\) (sigma), que corresponde bien al 20% del ancho total producido por el selector de velocidad. Se muestra una segunda señal NSE para una muestra que se mueve a velocidad constante (triángulos) y que da como resultado neutrones dispersos Doppler inelásticos. Se puede ver claramente que esto da como resultado un cambio de fase del punto de eco así como una disminución de la amplitud (despolarización) debido a una velocidad de muestra no uniforme.

Como la despolarización de la dispersión Doppler inelástica se superpone con la de la dinámica molecular, es necesario separar los dos efectos. En este artículo medimos y calculamos el efecto de la dispersión Doppler inelástica en los datos NSE. Mostramos que se puede calcular la despolarización y la fase de un disco de grafito que se mueve a una velocidad conocida y cómo se pueden tener en cuenta la divergencia del haz y la distribución de velocidades de la muestra. En el resto del artículo mostramos las fases y amplitudes corregidas mediante una medida de resolución de grafito (\(\phi =\phi _{\text {raw}}-\phi _0\) y \(A=A_0/A_0^{ \text {grafito}}\)).

Para NSE, un cambio en la velocidad de los neutrones en la muestra dará como resultado un cambio de fase \(\Delta \phi\) del punto de eco medido, como se puede ver mediante los triángulos en la Fig. 1. En el caso de velocidades de muestra lentas \(v_s \ll v_n\), como es el caso aquí, el cambio de frecuencia \(\Delta f\) de la onda de neutrones debido al efecto Doppler se puede aproximar como:

con la frecuencia inicial del haz de neutrones \(f_0=\frac{v_n}{\lambda }\). Aquí \(\lambda\) es la longitud de onda de los neutrones. El cambio de fase del eco se puede calcular como:

Aquí \(\tau\) es el tiempo de observación o tiempo de Fourier y suponemos que la velocidad de la muestra es paralela a la dirección de observación. En experimentos de dispersión, el ángulo del observador con respecto al ángulo incidente es \(2\theta\) o el ángulo de dispersión. Por lo tanto, la dirección de observación es a lo largo de la transferencia de impulso, \(\vec {Q}\), que es la diferencia entre los vectores de onda dispersados ​​y entrantes:

Para el desplazamiento Doppler solo se debe tener en cuenta el componente de la velocidad de la muestra \(\vec {v}\) proyectada en la dirección de \(\vec {Q}\) \(\Delta \phi =\vec { Q}\vec {v}\tau\). Para una sola longitud de onda y un haz perfectamente colimado, un detector puntual y una velocidad de muestra constante en toda la sección transversal del haz, el cambio de fase no generaría ninguna disminución de la polarización, sino sólo un cambio de fase del punto de eco, que puede compensarse. sintonizando una de las bobinas de precesión. Sin embargo, en situaciones reales, la dispersión de la longitud de onda (\(\Delta \lambda\)), la mancha angular debida a la divergencia del haz y el tamaño de píxel en el detector (\(\Delta \theta _{x,y}\)) como así como una dispersión de velocidades de muestra sobre el volumen de muestra iluminado dará como resultado una superposición de ecos con fases ligeramente diferentes. Esto da como resultado una despolarización efectiva, que puede calcularse mediante superposición. La polarización final es una función de la fase de la bobina de sintonización \(\phi\) y la integral sobre el área de la muestra iluminada, \(2y_0w\), con w el ancho y \(2y_0\) la altura de la rendija de la muestra, la longitud de onda propagación \(\Delta \lambda\) y la divergencia angular \(\Delta \theta _{x,y}\):

Tenga en cuenta que para el ángulo de dispersión se ha tenido en cuenta el producto escalar entre \(\vec {Q}\) y \(\vec {v}\). La dispersión y la geometría de la muestra se muestran en la Fig. 2. Aquí también observamos que solo se mide la parte real de la polarización del haz de neutrones a lo largo de la dirección del analizador, pero para simplificar las ecuaciones utilizamos aquí la terminología compleja para la polarización. .

Croquis de la muestra y geometría de la viga. Panel superior: Vista superior de la configuración. El haz de neutrones se transmite a través del dispositivo de corte de cono/placa y se registra mediante un detector sensible a la posición. Panel inferior: Vista frontal del cono con la ventana de neutrones (rendija de muestra) indicada en azul claro. Se marcan la posición y el tamaño de la ventana, así como las direcciones de los valores medios de \(\vec {v}\) y \(\vec {Q}\).

Introduciendo el cambio de fase medio:

La ecuación 5 se puede reestructurar para:

La primera parte es el eco, pero desplazada en la fase media debido a la dispersión Doppler. El cociente de la derecha es la amplitud, \(A_{\text {eff}}\), del eco debido a la dispersión de los cambios de fase resultantes de diferentes transferencias de energía en la muestra. Para una sola longitud de onda y sin divergencia angular, solo se deben tener en cuenta las diferentes velocidades de la muestra con respecto a q y \(A_{\text {eff}}\) se puede calcular analíticamente:

con el cambio de fase medio:

Aquí w es el ancho de la ventana de la viga que comienza a una distancia \(x_0\) del eje de rotación. \(y_0\) es la mitad del tamaño del haz vertical desplazado por \(y_1\) desde el centro de rotación en dirección vertical. Aquí asumimos una intensidad del haz constante a lo largo del espacio de la muestra (perfil del haz de sombrero de copa), lo cual es una suposición razonable si la rendija de colimación es mucho más grande que la rendija de la muestra y esta última se coloca muy cerca de la muestra. Tenga en cuenta que para otras formas de haz, por ejemplo, los haces gaussianos que normalmente describen rayos láser, la función de amplitud puede ser significativamente diferente en ángulos de dispersión grandes18.

Un bloque sólido de dispersor elástico, por ejemplo, grafito, que gira en la posición del cono a una velocidad angular constante se puede describir mediante el siguiente vector de velocidad:

siendo n la velocidad de rotación en rondas por s.

Con este perfil de velocidad, la fase media se puede calcular analíticamente:

Y para la amplitud obtenemos:

Al sustituir los ángulos de dispersión y la longitud de onda por el momento correspondiente, se transfiere \(q_{x,y}\) usando la ecuación. (4). Esta función es similar a las funciones de descorrelación calculadas en el caso del flujo de Couette en 1D para espectroscopia de luz homodina18 y de rayos X19.

Alternativamente, la fase media (Ec. 6) se puede calcular numéricamente reemplazando las integrales por sumas y aplicando un análisis de grano grueso a las integrales sobre la rendija de la muestra (en las direcciones x, y, z) y el píxel del detector (en las direcciones \(p_x,p_y). \)) en N puntos. Resulta que una dispersión de longitud de onda \(\Delta \lambda /\lambda<\) del 20%, como es típico en las máquinas NSE, no influye significativamente en el resultado para los parámetros considerados aquí. Esto se debe al hecho de que la amplitud del eco para un cambio de fase de 360\(^{\circ }\) solo disminuye en menos del 10% para una extensión de longitud de onda de ancho total del 20%, como se puede ver en la Fig. 1, mientras que la disminución de amplitud debido a la dispersión Doppler para cambios de fase de 360\(^{\circ }\) es masiva (ver, por ejemplo, la Fig. S2 en la Información complementaria con una disminución de amplitud a 0,4 en el borde inferior del detector donde el cambio de fase es aproximadamente 100\(^{\circ }\)). Por lo tanto, la ecuación. (6) se reduce a:

Tenga en cuenta que para la solución numérica el volumen de la muestra iluminada se puede sumar en las tres dimensiones, incluida la dirección a lo largo del haz (z), para permitir muestras líquidas con un gradiente de velocidad a lo largo de z. Además, como se explicó anteriormente, la suma de los píxeles del detector se extiende más allá del tamaño real de los píxeles del detector para incluir la divergencia del haz entrante.

Para calcular la amplitud efectiva Ec. (7) se puede resolver numéricamente. Esto requiere un conocimiento a priori de la fase media y, por tanto, es computacionalmente lento. En su lugar, calculamos las proyecciones xey de \(\vec {q}\) y \(\vec {v}\) y las sumamos sobre el volumen de muestra y el píxel del detector dividido en N puntos, de forma similar al cálculo de fase media numérica. La raíz de los cuadrados sumados da la amplitud efectiva:

Este cálculo equivale a estimar la longitud absoluta del vector resultante de sumar todos los vectores con un ángulo equivalente a la fase \(\phi\) dentro del plano x, y.

Para validar las simulaciones numéricas (Ec. 14), comparamos las fases y amplitudes calculadas para una muestra sólida en rotación (perfil de velocidad de la Ec. 10) con la aproximación analítica (Ec. 12) asumiendo que no hay divergencia del haz. Además, los comparamos con datos experimentales de una espiral de grafito giratoria normalizada con el mismo grafito en reposo. Estos datos se midieron utilizando un dispositivo de corte descrito en otra parte20. La amplitud y fase calculadas y medidas se muestran en los gráficos de contorno de la Fig. 3. La concordancia cualitativa es excelente.

(Panel superior experimental, simulación inferior) Imágenes 2D de fase (panel derecho) y amplitud (panel izquierdo) en un ángulo del detector de 6\(^\circ\) y un tiempo de Fourier de \(\tau =141\) ns de un bloque de grafito que gira a una velocidad de 73 rpm. Tenga en cuenta que los mapas de amplitud no se han corregido para la divergencia del haz, de ahí la sobreestimación de la amplitud. Esto se hace en la Fig. 4 Derecha.

Para un análisis más cuantitativo, la Fig. 4 muestra las amplitudes efectivas medidas trazadas como una función de \(Q_x\) para \(Q_y=0\) (promediando la señal sobre tres píxeles del detector en la dirección y correspondiente a 0,003 Å\(^{- 1}\) en el rango Q).

(panel izquierdo) Amplitudes experimentales en función del ángulo del detector para los datos de la Fig. 3 para el tiempo de Fourier de 141 ns de un bloque de grafito que gira a una velocidad de 73 rpm. Para las simulaciones numéricas representadas en el panel derecho, se agregó una divergencia del haz de 0,2\(^{\circ }\).

Los datos se muestran para un tiempo de Fourier de 141 ns. Los cálculos analíticos y numéricos concuerdan muy bien. Sin embargo, los datos experimentales muestran claramente una despolarización más fuerte, en particular, con valores \(\vec {Q}\) bajos. Esta discrepancia se puede resolver agregando divergencia del haz angular a nuestras simulaciones expandiendo artificialmente el rango de integración del píxel del detector. Al aumentar la divergencia efectiva en el haz saliente podemos compensar la falta de divergencia en el haz incidente. La Fig. 4 muestra una coincidencia perfecta de la simulación numérica con los datos experimentales suponiendo una divergencia del haz de 0,2\(^{\circ }\) (1\(\sigma\)), que es ligeramente mayor, pero cercana a la teórica. divergencia del haz instrumental de 0,15\(^{\circ }\) (FWHM). Esto confirma que incluir la divergencia del haz es suficiente para describir con precisión la dispersión Doppler. Observamos aquí que la divergencia del haz disperso debido a un tamaño de píxel del detector finito es aproximadamente 0,06\(^{\circ }\) (1\(\sigma\)) en ambos espectrómetros utilizados y, por lo tanto, es significativamente menor, en comparación con la divergencia del haz entrante. divergencia del haz. Nuestros cálculos muestran que los cambios de fase y amplitud debidos a la dispersión Doppler se pueden determinar con exactitud. La Figura 5 muestra el cambio de fase calculado y determinado experimentalmente a lo largo de \(Q_y\), que es paralelo a \(\vec {v}\).

Fase experimental (círculos) y calculada numéricamente (línea) en función del ángulo vertical del detector para los datos de un bloque sólido giratorio a una velocidad de rotación de 73 rpm y un tiempo de Fourier de 141 ns y un ángulo horizontal del detector de 6\( ^{\circ }\).

Una vez más, nuestros cálculos concuerdan perfectamente con los datos medidos.

Estos cálculos abren la posibilidad de aplicar la fase calculada en el tratamiento de datos 2D sin procesar de las imágenes del detector para mejorar la calidad de las amplitudes extraídas y normalizar las amplitudes registradas mediante los mapas simulados para tener en cuenta correctamente la dispersión Doppler de una muestra en movimiento.

En el caso de un líquido cortado entre una placa y un cono con un ángulo \(\alpha\), como se muestra en la Fig. 2, la velocidad depende de la posición a lo largo de z, es decir, a lo largo del haz:

Por tanto las integrales de fase media y amplitud efectiva deben incluir la integral a lo largo de z:

Para simplificar estos cálculos para la solución numérica como se hace en las Ecs. (13 y 14) reemplazamos:

y la integración en dirección \(z'\) se reemplaza por una suma en pasos de \(\Delta z' = \frac{\sqrt{x^2+y^2}\tan {(\alpha )}}{ <\sqrt{x^2+y^2}>\tan {(\alpha )}N}\),

lo que resulta en:

y

La fase calculada con la Ec. (19), suponiendo un perfil de velocidad lineal, se muestra en la Fig. 6 Panel izquierdo. Los cálculos se realizan para los mismos parámetros que para el disco de grafito en un tiempo de Fourier de 141 ns, pero para el doble de velocidad de rotación para tener la misma velocidad promedio del líquido. Son visibles diferencias claras que atestiguan la sensibilidad de la fase de eco de espín al perfil de velocidad en general. El efecto Doppler sobre la despolarización es significativamente más fuerte para el disco sólido en comparación con el líquido cortado (ver Fig. 6 Panel derecho) para la misma velocidad de rotación promedio. Esto impone limitaciones a la normalización de datos de muestras líquidas mediante un disco sólido giratorio como se usaba anteriormente20,21. Por otro lado, al normalizar la despolarización calculada como se presenta aquí, deberían ser posibles mediciones de NSE a velocidades de rotación más altas y tiempos de Fourier más largos. Para evaluar la influencia de cambios más sutiles en el perfil de corte, como por ejemplo el deslizamiento superficial, que puede estar presente en soluciones de polímeros entrelazados, simulamos además los mapas de fase y amplitud suponiendo un escenario de deslizamiento simétrico macizo, suponiendo una reducción de la velocidad del líquido en un 20% en la superficie móvil y simétricamente un 20% de la velocidad de rotación en el líquido en la superficie estacionaria. Este escenario se llama deslizamiento 0.2 en la Fig. 6. Como puede verse, los diferentes perfiles de velocidad del líquido no muestran ningún cambio significativo en la fase media a lo largo de \(Q_y\), ya que la velocidad media del líquido es la misma, lo que limita la sensibilidad del Fase NSE a cambios sutiles en el perfil de velocidad. La amplitud, sin embargo, muestra un desplazamiento casi constante a lo largo de \(Q_x\), lo que demuestra la necesidad de tener en cuenta el perfil de velocidad exacto para la normalización Doppler aquí propuesta. Sin embargo, observamos que esta firma es diferente de cualquier cambio esperado en la dinámica microscópica de un líquido o polímero bajo corte y, por lo tanto, debería ser posible distinguir entre cambios en la dinámica microscópica bajo corte y diferentes perfiles de corte debido a inestabilidades de flujo, por ejemplo.

Panel izquierdo: fases calculadas numéricamente en función del ángulo vertical del detector (a lo largo de \(Q_y\)) para un bloque sólido usando la ecuación. (13) y una velocidad de rotación de 37,5 rpm (triángulos) y para una muestra líquida usando la Ec. (19) a una velocidad de rotación del cono de 75 rpm, con un perfil de velocidad lineal, lo que lleva a la misma velocidad promedio (círculos). La línea continua es para una muestra líquida a 75 rpm usando los mismos parámetros pero con una desviación de velocidad del 20% en las superficies de corte, simulando un deslizamiento simétrico masivo. Panel derecho: amplitudes calculadas numéricamente en función del ángulo de dispersión horizontal, a lo largo de \(Q_x\), para las mismas distribuciones de velocidad.

La posición de la rendija de la muestra no influye en la despolarización de un bloque sólido, pero para una muestra líquida la despolarización aumenta si el centro de la rendija está más alejado del centro del cono debido al aumento del espesor de la muestra y, por tanto, a la dispersión de la velocidad. a lo largo de la viga. Por lo tanto, es aconsejable colocar la rendija lo más cerca posible del centro, al menos para la dirección y en la Fig. 2. En la dirección x la rendija también debe estar cerca del centro, pero evitando la parte truncada de el cono. Sin embargo, debe tenerse en cuenta que acercar la rendija al centro en la dirección x significa un volumen de muestra más pequeño en el caso de la geometría de cono/placa y, por lo tanto, una menor intensidad dispersa, por lo que podría ser necesario un compromiso para muestras de baja dispersión. Como se esperaba, el ancho de la rendija de la muestra tiene un efecto menor sobre la despolarización que la altura, lo que hace que un haz con forma de rendija sea ideal para estos experimentos, como se muestra en la Fig. 2. Una divergencia del haz más pequeña reduce la despolarización en transferencias de momento pequeñas, pero dada la En general, la alta amplitud del eco para estos ángulos pequeños y la ganancia generalmente grande en el flujo de neutrones si aumenta la divergencia del haz, no se considera que valga la pena optimizar este parámetro. Lo mismo ocurre con la longitud de onda de los neutrones y la resolución de la longitud de onda: ambas tienen una influencia insignificante en la despolarización inducida por Doppler con transferencia de momento constante y, por lo tanto, en los ajustes habituales en las máquinas NSE que involucran una amplia gama de longitudes de onda (como en las máquinas de tiempo de vuelo). y una gran dispersión de longitud de onda (típicamente \(\Delta \lambda /\lambda =20\%\) en máquinas monocromáticas) es compatible con el corte in situ - NSE.

Con respecto a la mejor estrategia de medición, es aconsejable determinar primero todos los parámetros experimentales, como el tamaño y la posición efectivos de la rendija de la muestra, así como la divergencia del haz, utilizando un bloque de grafito de dispersión fuertemente elástico como se hace aquí. A continuación, para optimizar la medición se podría imaginar compensar activamente el cambio de fase esperado durante la medición con las bobinas de campo magnético del instrumento. Esto también eliminaría cualquier influencia de la dispersión de la longitud de onda sobre la despolarización del haz. En consecuencia, el único paso de "normalización" que queda sería dividir las amplitudes de espín medidas por los valores reducidos de Doppler calculados.

Los experimentos de eco de espín de neutrones se realizaron en el espectrómetro monocromático IN1522 en el Institut Laue-Langevin (ILL), Grenoble, Francia. La longitud de onda se fijó en 10 Å con una resolución de longitud de onda del 18% (FWHM). La huella del haz en la muestra se definió mediante una rendija de muestra establecida en 4\(\times\)8 mm\(^2\). La divergencia del haz estaba limitada por una rendija de 10 mm, a 3,6 m de distancia de la muestra. La muestra estaba contenida en una celda de corte desarrollada recientemente y descrita en otro lugar20. El detector 2D con 32\(\times\)32 píxeles con un tamaño de \(10\times 10\) mm\(^2\) se colocó a 4780 mm de distancia de la muestra. El eco para cada tiempo de Fourier se midió determinando la polarización en cuatro fases de la bobina de sintonía y utilizando un método de ajuste automático implementado en IgorPro. Todas las imágenes sin procesar del detector 2D se normalizaron con una medición de espiral de grafito estática (3 mm de espesor) píxel por píxel. La dispersión Doppler se midió haciendo girar el mismo disco a una velocidad angular constante. Los experimentos de eco de espín de neutrones también se realizaron en el espectrómetro ubicado en la posición final de la guía de neutrones A (NG-A) en el Centro de Investigación de Neutrones (NCNR) del Instituto Nacional de Estándares y Tecnología (NIST). La longitud de onda entrante se fijó en 11 A con una resolución de longitud de onda del 20%. Se utilizó una configuración de muestra similar a la empleada en ILL. El detector 2D con 32\(\times\)32 píxeles con un tamaño de \(10\times 10\) mm\(^2\) se colocó a 4,35 m de distancia de la muestra. Para la reducción de datos se utilizó el software Dave.

Los conjuntos de datos utilizados y/o analizados durante el estudio actual están disponibles del autor correspondiente previa solicitud razonable.

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Los autores agradecen al NCNR y al Institut Laue-Langevin por el tiempo de emisión en IN15 (DOI:10.5291, datos ILL: 9-11-1813). Agradecemos a Maciej Kawecki, Airidas Korolkovas y Tomoko Akyama por su apoyo durante el tiempo del haz de neutrones. Se agradece el apoyo financiero de Carl Tryggers Stiftelse (número de contrato: CTS 19:413), así como del Consejo de Investigación Sueco (número de contrato: 2021-04755). La identificación de cualquier producto comercial o nombre comercial no implica respaldo o recomendación por parte del Instituto Nacional de Estándares y Tecnología.

Financiamiento de acceso abierto proporcionado por la Universidad de Uppsala.

Estos autores contribuyeron igualmente: Manuchar Gvaramia y Philipp Gutfreund.

Departamento de Física y Astronomía, Universidad de Uppsala, Regementsvägen 1, SE-75120, Uppsala, Suecia

Manuchar Gvaramia y Max Wolff

Institut Laue–Langevin, CS 20156, 38042, Grenoble Cedex 9, Francia

Philipp Gutfreund y Peter Falus

Centro de Investigación de Neutrones, Instituto Nacional de Estándares y Tecnología, Gaithersburg, MD, EE. UU.

Anthony Faraone y Michihiro Nagao

Departamento de Ciencia e Ingeniería de Materiales, Universidad de Maryland, College Park, MD, EE. UU.

Michihiro Nagao

Departamento de Física y Astronomía, Universidad de Delaware, Newark, DE, EE. UU.

Michihiro Nagao

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MW y PG concibieron los experimentos y PF, PG, AF, MN y MW realizaron los experimentos NSE. PG y PF analizaron los datos y concibieron las simulaciones. PG, MW y MG escribieron el manuscrito. Todos los autores revisaron el manuscrito.

Correspondencia a Philipp Gutfreund o Max Wolff.

Los autores declaran no tener conflictos de intereses.

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Reimpresiones y permisos

Gvaramia, M., Gutfreund, P., Falus, P. et al. Espectroscopía de eco de espín de neutrones con una muestra en movimiento. Representante científico 13, 13051 (2023). https://doi.org/10.1038/s41598-023-39854-4

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Recibido: 02 de mayo de 2023

Aceptado: 01 de agosto de 2023

Publicado: 11 de agosto de 2023

DOI: https://doi.org/10.1038/s41598-023-39854-4

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