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Aug 30, 2023

動作中のインダクタ内部の磁化を中性子イメージングで観察する

Rapporti scientifici Volume 13,

Scientific Reports volume 13、記事番号: 9184 (2023) この記事を引用

1 オルトメトリック

メトリクスの詳細

磁気コンポーネントは、発電機、モーター、電力機器、磁気冷凍機などのエネルギー変換システムの重要な部品です。 磁気リングコアを備えたトロイダルインダクタは、日常的に使用される電気機器の内部に使用されています。 このようなインダクタの場合、19 世紀後半に電力が使用されていたため、磁化ベクトル M は磁気コア内で分布を伴うまたは伴わずに循環すると考えられています。 それにもかかわらず、注目すべきことに、M の分布は直接検証されたことがありません。 ここでは、よく知られたインダクタ デバイス上に組み立てられたフェライト リング コアの偏光中性子透過スペクトルのマップを測定しました。 結果は、コイルに電力が供給されると、M がフェリ磁性スピン秩序でリングコア内を循環することを示しました。 言い換えれば、この方法により磁気状態のマルチスケール オペランド イメージングが可能になり、複雑な磁気状態を持つ磁気コンポーネントを使用した高性能エネルギー変換システムの新しいアーキテクチャを評価できるようになります。

磁気コンポーネントは、発電機、モーター、電力機器、磁気冷凍機などのエネルギー変換システムの重要な部品です。 したがって、それらは 19 世紀後半以来、現代社会の主流となってきました 1。 たとえば、フェライトコアと銅コイルを備えたトロイダルインダクタ（図1a）は、日常生活のさまざまな電気機器に使用されています。 アンペールの回路法則により、インダクタ1に電流が供給されると、インダクタコイルの内部に周方向磁界Hが発生します。 アンペールの回路法則によれば、周囲の長さの違いにより、内周の H の振幅は外周の振幅より 1.5 倍大きくなることが予測されます (図 1b)。 磁化MがHと平行な方向に誘起され、その大きさがHに比例すると、Mもフェライトコアの内部を周方向に周回し、内側と外側で大きさが1.5倍異なります。 このような単純な仮定は、エネルギー変換システムで使用される実際の磁気コンポーネントに常に有効であるとは限りませんが、その内部の M の分布が直接検証されたことはありません。 磁気飽和のため、均質な大きな H では非線形磁気応答が予想されることがよくあります。さらに、コーナーで発生する反磁界または磁気異方性により、一般的な磁気部品では M の方向が H から傾きます。 つまり、実際の磁気成分は、次の磁束 B = μ0(H + M) = μ0(1 + χ)H (μ0 は真空透磁率、χ は磁化率) とのよく知られた関係を満たしていません。 したがって、M の分布は H や B の分布と同じではありません。しかし、M の分布は同じではないため、何世紀にもわたって、全体として平均化された磁化曲線 (図 1c) からの情報のみを使用して磁気コンポーネントが設計されてきました。システムを分解しない限り測定できません。

マンガンと亜鉛フェライトリングコアを使用したトロイダルインダクター。 (a) 測定前の写真。 アンペールの回路法則に従い、内周と外周の振幅 Hin、Hout は (b) で計算されます。 (c) 平均磁化は、296 K での平均磁場の関数として示されています。(c) の四角形の記号は、中性子透過スペクトルを測定する点を示します。

現在、磁気光学カー顕微鏡法またはスピン偏極走査型電子顕微鏡法は、かさばる磁性コンポーネントの裸の表面上の M の微細な分布を解明するために使用されています2。一方、コンポーネントの外側の H 分布は、フラックスゲートまたはホール磁気センサーを使用して正確に測定できます。 一方で、エネルギー変換システムに組み込まれる大型の部品内部の分布を非破壊で観察する手段はまだ確立されていません。 たとえば、磁気コア内の H は、コアに開けられた穴の中に配置されたサーチ コイルを使用して測定値に近似されました 3。 したがって、通常、表面または外部の情報を電磁シミュレーションと比較することによって、H と M の内部分布を推測します 4,5。 この間接的な評価は、既存の単純な磁気コンポーネントを使用する現在の設計で機能しました。 しかし、将来の持続可能な社会には、高度に洗練された磁気コンポーネントによって可能になるエネルギー変換のより高い効率が必要です。M またはその元のスピンの向きは、マルチスケールで H に非平行かつ非比例するように設計されています。 例えば、(Nd1−xDyx)2Fe14B6の永久磁石、(Mn1−xZnx)Fe2O47の軟磁石、ErCo28の磁気熱量材料、GdFeCo9のスピントロニクス材料では、微視的には一部のスピンがH方向と反平行(いわゆるフェリ磁性)になっています。ここで、逆平行スピンは磁気性能において重要な役割を果たします。 軟磁性相の傾いたスピンは、メソスケールでの交換バネ複合磁石のエネルギー積の増加に寄与します10。 巨視的には、機能的に傾斜した磁性材料 11 とマルチマテリアルコンポーネント 12 が使用され、単一コンポーネントユニット内で磁気特性が場所によって異なるように設計されています。 磁気コンポーネントはマルチスケールで複雑でなければなりません。 このような先端材料におけるHとM（あるいはBとM）の内部分布を、表面や外部から得られる情報から評価することは困難です。 有用な評価手法の欠如が、エネルギー変換システムの進歩の障壁となっています。

中性子は電子やX線に比べて透過力が高い。 さらに、中性子のスピンはBの周りで歳差運動を示し、中性子の一部は微視的なMである電子スピンによって散乱されます。そのため、B13の分布を可視化するために、初期偏極中性子の歳差運動のイメージング技術が最近開発されました。 14、15。 一方、中性子散乱は、長い間、複雑なスピン配列の基礎研究において重要な役割を果たしており、回折法は散乱中性子を高精度で検出します。 これに関連して、M 分布は中性子回折法を使用して簡単に視覚化できます。 ただし、異なる位置に散乱した中性子は、散乱角度が異なる場合には互いに交差します（補足情報を参照）。 あるいは、回折法を使用して、そのようなマッピングを行うために、狭くなった入射ビームをスキャンする必要があります。 したがって、この方法は時間がかかります。 しかし、このような散乱が起こると透過中性子の強度が低下します。 中性子透過スペクトルで観察されるこのタイプの減少は、ブラッグエッジとして知られています16、17。 最近、我々はブラッグエッジを解析することでスピン配列を評価できることを実証し18、一対の平行大径直進性ビームと二次元（2D）検出器を用いて広範囲の内部スピン配列の同時マッピングが可能であることを示した。透過した中性子の直線軌道が交差しないためです。 ここでは、中性子透過分光法を使用して、磁気コンポーネント内のMおよび微視的なスピン配列のイメージングの可能性の値を評価しました。 最初の実験に適した最も単純な磁性部品として、インダクタ内部のMの分布と微視的なスピン配置を検証しました（図1）。

図2は、マンガン亜鉛（Mn-Zn）フェライトリングコアを備えたテストインダクタの左側部分の中性子透過率Trを中性子の飛行時間（TOF）の関数として示しています。 この図では、待機状態はコイルへの 0 A の電流 (I) を表し、動作状態は 2 A の電流を表し、それぞれ残留状態とほぼ飽和状態に対応します (図 1c)。 入射中性子 P の偏光ベクトルは、中性子スピンフリッパーをオフまたはオンにすることにより、上向き P(↑) に維持されるか、下向き P(↓) に回転しました 19 (図 2a)。 TOFが増加するにつれて、エッジ状の微細構造でTrが徐々に減少することが観察されます。 P(↑)とP(↓)の中性子のTrは動作状態では大きく異なりますが、待機状態では同じです。 一般に、j 番目の原子における磁気散乱は、P が m⊥j に反平行である場合、同じ原子での核散乱に対して強め的であり、P が m⊥j に平行である場合、核散乱に対して弱められます。ここで、m⊥j = (m⊥xj) , m⊥yj, m⊥zj) は、散乱ベクトル q に垂直な平面上の j 番目の原子の磁気モーメント mj = (mxj, myj, mzj) のベクトル投影です。 上で述べたように、透過強度の変化は、原子のさまざまな向きの q による散乱の合計の大きさの変化と逆の関係があります。 したがって、P(↓)の方がP(↑)に比べてTrが小さくなるのは、mjの和、すなわちMが主に伝送路上を向いているためと考えられる(詳細は後述)。 逆に、P(↓) の Tr が P(↑) の Tr を上回る場合、M は下向きの方向と考えることができます。検出器のTrは10～30ms TOFの平均値を図3に示します。動作状態では、PがP(↑)からP(↓)に変化するにつれて、テスト・インダクタの左側のTrが減少します。一方、テストインダクタの右側部分のTrは変化とともに増加します(図3b)。これは、Hが生成されると、Mが左側部分では上向き、右側部分では下向きであることを示しています。 ただし、テストインダクタの上下のMは上にも下にも向いていないようです。 これらの結果は、動作状態中に M がフェライト リング コア内で時計回り方向に循環するという単純なモデルと一致しています。 図 3 の挿入図は、右側の垂直中央 (灰色の縞模様の領域) の水平線に沿った P(↓) の Tr と P(↑) の Tr の差を示しています。 動作状態では、リングコアが存在する範囲では差はほぼ一定である。 簡単に言えば、フェライトコア内では大きさ M は一定です。 リングコアの場合、外側の円の周長は内側の円周の1.5倍です。 その結果、線数密度の違いにより、内周の振幅 H は外周の振幅 H の 1.5 倍になります（図 1b）。 M が H に比例する場合、コアの内側に誘起される M の大きさは外側の M の大きさよりも 1.5​​ 倍大きくなければなりません。 あるいは、コアが磁気飽和している場合、M の大きさはコア全体でほぼ一定になります。 ここで観察された特徴は、後者の場合と一致しているように見えます。 H を印加すると磁化曲線がほぼ飽和するため、これは合理的です (図 1c)。 今回の解析では、M = μ0χH の関係に基づく単純な予測とは対照的に、M がリングコアの内側と外側でほぼ同じ大きさで周回していることが示されました。 次に、得られたスペクトルのエッジ状の微細構造を観察して、微視的な磁気状態を解明してみましょう。

中性子の飛行時間 (TOF) の関数として、上向き/下向き偏光を持つ中性子に対するマンガン亜鉛フェライト リング コアを備えたテスト インダクターの透過率 Tr。 (a) は伝送実験の模式図、(b) は電流 I が 0 A の待機状態と電流 I が 2 A の動作状態での結果を示します。図中の色付き部分は Tr を平均化したものです。差し込み口。

(a) スタンバイ状態と (b) 動作状態における検出器の各ピクセルの P(↓) と P(↑) の Tr の差の等高線図。 挿入図は、右側の垂直中央の水平線に沿った違いを示しています。 (灰色の縞模様の領域)。

中性子透過は、指数関数的減衰 \(Tr = e^{ - A\left( \lambda \right)}\) で表されます。ここで、A(λ) は吸光度です。 多部品テストインダクタの場合、A(λ) はすべての減衰効果の合計として表されます17:

ここで、i はフェライトコア (Fe)、銅線 (Cu)、樹脂被覆 (Re) を表します。 弾性ブラッグ散乱断面積 \(\sigma_{{{\text{Bragg}},{\text{i}}}}^{{{\text{ela}}}}\)、弾性拡散 1 \(\ sigma_{{{\text{diffuse}},{\text{ i}}}}^{{{\text{ela}}}}\)、弾性のある非一貫性のもの \(\sigma_{{{\text{coh} },{\text{ i}}}}^{{{\text{ela}}}}\)、非弾性 \(\sigma_{{\text{i}}}^{{{\text{inela} }}}\)、および吸収断面積 \(\sigma_{{\text{i}}}^{{{\text{abs}}}}\) は各成分に寄与し、ni と ti は合計数を表しますそれぞれ、単位体積内の単位セルの数と i 番目のコンポーネントの有効厚さ。 これらの項のうち、(xj, yj, zj) の位置における原子核の周期構造のブラッグ散乱と磁気モーメント mj だけが、特定の λ でラウエ条件が満たされるため、スペクトル内に微細構造を形成します。 多結晶材料では、このようなブラッグ散乱は、{hkl} 面の惑星間間隔 dhkl の 2 倍未満のさまざまな λ で発生します。 その結果、2dhkl17 でブラッグ エッジとして知られる吸光度のエッジ状の構造を観察できます。 熱中性子の場合、他の項は λ に対して単調な依存関係を持ちます。 したがって、それらについては補足セクションで説明し、\(\sigma_{{{\text{Bragg}},{\text{i}}}}^{{{\text{ela}}}} に焦点を当てます。 \) は次のように説明されます。

ここで、v0 は単位セルの体積 2,17 です。 相補誤差関数、March-Dollase 方位分布関数、および Sabine の一次消光関数を、それぞれ、分解能関数 Rhkl、優先配向関数 Phkl、および結晶子サイズ Rc の主消光関数 Ehkl に使用しました。 中性子の非スピンフリップ散乱およびスピンフリップ散乱の結晶および磁気構造因子 FN(hkl)、FMnsf(h'k'l')、および FMsf(h''k''l'') は次のように表されます。

ここで、rm は振幅係数 (5.39 fm) です。 Biso は温度要因です。 oj、bj、fj はそれぞれ、j 番目の原子のサイト占有率、核散乱長、磁気形状因子です2。 式の負の符号と正の符号は次のとおりです。 (3b) は、それぞれ上向き偏光状態 P(↑) と下向き偏光状態 P(↓) を持つ中性子の場合に対応します。

エッジ状の微細構造の調査を開始するには、0 A 電流 I を使用した待機状態での透過スペクトルを解析します (図 4)。 中性子スピンフリッパーによって P が上向き P(↑) から下向き P(↓) に回転してもスペクトルは不変であるため、巨視的な M は上向きにも下向きにもなりません。 さらに、フェライトの立方晶スピネル構造や銅の FCC 構造と比較すると、余分なブラッグ エッジは見つかりません。 したがって、Mn1−xZnxFe2O4 フェライト (x < 0.5) で以前に観察されたように、磁気構造は共線フェリ磁性です: {h′k′l′} = {h″k″l″} = {hkl}20。 フェライト コアの場合、すべての Zn イオンが立方晶スピネル構造の四面体格子間サイト (A サイト) を占め 21、各微結晶がランダムに配向していると仮定します: Phkl = 1。 さらに、フェライトと銅の Biso は 0.4 に設定されます。 Å221。 観察された吸光度は、式 (1) と 2) を使用して計算された曲線でよく再現できます。 (1–3) (図 4)、パラメータを表 1 に示します。ここで、エッジ幅 0.02 Å の一致係数 R は 0.3% です (詳細は補足セクションを参照)。 A サイトから八面体 (B) サイトまでの距離は 0.267 ～ 0.124 であり、以前のレポートと比較できます 22。 B サイトの Mn0.062Fe0.938 のイオンの平均磁気モーメント mB は 1.6 μB で、A サイトの Zn0.498Mn0.267Fe0.235 のイオンの平均磁気モーメント mA − 1.4 μB と逆平行です。サイト。 単位化学式の合計磁気モーメントは約 2 μB であり、これは室温でのバルク磁化から推定される値とほぼ同じです (詳細は補足セクションを参照)。 スタンバイ状態の微視的な磁気状態は、インダクタデバイスにまだ組み立てられていない裸の Mn-Zn フェライトについて以前に報告された結果と一致することを確認できます20、21、22、23。 次の章では、銅線に励磁電流を流したとき、フェライトコアがどのように微視的に磁化されるかを考えていきます。

0A電流スタンバイ状態での吸光度A(λ)の波長依存性。黒丸が実測結果、赤曲線がフィッティングラインを示す。 {hkl}はMn-ZnフェライトとCuの回折面を示します。

上で述べたように、励磁電流を流した状態で、中性子スピンフリッパーを用いてPを上向きP(↑)から下向きP(↓)に回転させると、テストインダクタの左右部分で透過率に変化が生じます(図2）。 スペクトルをさらに詳細に観察すると、一部のブラッグエッジ高さの変動はかなり大きくなりますが、他のブラッグエッジ高さの変動はわずかです。 方程式を考慮します。 図 2 と 3 では、エッジ間のこのような違いはさまざまな \(F_{{\text{M}}}^{{{\text{nsf}}}} \left( {h^{\prime } k^{ \prime } l^{\prime } } \right)\) \(\left( {F_{{\text{N}}} \left( {hkl} \right) + F_{{\text{M}}}^{{{\text{nsp}}}} \left( {h^{\prime } k^{\prime } l^{\prime } } \right)} \右)^{2}\)。 言い換えれば、原理的には、各結晶サイトの j 番目の原子の \(m_{ \bot j}^{{{z}}}\) の大きさと符号を、 P(↑)とP(↓)の間のスペクトル。 簡単にするために、エッジ λ = 2dhkl での q が入射方向 (後方散乱) に対して反平行になるため、ブラッグ エッジでの変動に焦点を当てます。 この場合、q は (0, − qy, 0) で与えられるため、Y 軸からの中性子の場合、m⊥j は (mxj, 0, mzj) とだけ書かれます。 したがって、P(↑) と P(↓) の中性子間の A(λ) の差は次のように表されます。

λ = 2dhkl で。

これらの散乱に加えて、前述したように B の周りで歳差運動が発生します。 したがって、この影響も考慮する必要があります。 一般的な軟磁石では、M は平均して B と平行であると予想されます: 〈M〉//H。 この条件上で、B は μ0(H + 〈M〉) + μ0ΔM で表されます。ここで ΔM は M の局所変動です。 ΔM が無視できる場合、分極 P は変化後の μ0(H + 〈M〉) 付近でプロセスを開始します。中性子はフェライトコアに入ります。 歳差運動中、P と H + 〈M〉の間の角度は一定です。 したがって、共線フェリ磁石における M//mj の性質により、微視的な mj と P の間の角度も保存されます。 言い換えれば、散乱断面積に関する上記の議論は、歳差運動が発生する場合にも適用できます。

最後に、局所的に変動する ΔM の影響が無視できない場合を考えます。 脱分極効果として知られるように、不均一な μ0ΔM の周囲で多数の小さなランダムな回転が P の長さの減少を引き起こします。以前の研究では、単位伝送路あたりの減少率は \(\alpha = cR_{f} (\mu_{ 0} \Delta M)^{2} \lambda^{2}\)、ここで、c = 2.15 × 1029 m−4 T−2 は定数であり、ラーモア歳差運動に関係し、Rf は局所的な磁気不均一性の典型的なサイズです。 、それぞれ２４． Mn-Zn フェライトでは磁化がほぼ飽和した状態でも偏極解消効果が観察されるため、今回の解析では偏極解消効果を考慮した25。 このタイプの脱分極が支配的であるため、式 (1) (4)を修正しました。

詳細については補足セクションで説明します。 \({m}_{\text{z}j}\) の大きさと符号の評価では、多結晶 Mn-Zn フェライトに関する先行研究で Rf が粒径とほぼ同じです26。 また，ΔM2 を Ms2 − Mz2 に設定した。ここで飽和磁化 Ms は磁気飽和の近似法則を用いて推定し，I = 2 A における Mmean を Mz として使用する（補足セクションを参照）。 FN(hkl)、Phkl、Ehkl は電流によって変化しないため、スタンバイ状態では推定値どおりに使用できます。 スピネルフェライトの {311}、{511}、{440}、および {531} 面のブラッグエッジ高さの変動を完全に分析することにより、各ピクセルでの mzj を推定します。ここで、スピン配置は図で観察されたように同一直線上にあると仮定されます。 Mn1−xZnxFe2O4 フェライト (x < 0.5) では 4 MA/m20 の高磁場で共線構造が維持されることが報告されているため、スタンバイ状態となります。

A サイトと B サイトのイオンの推定 mzj、mzA と mzB を図 5 にマッピングします。mzA の大きさは約 1 μB で、その符号はフェライト リング コアの右側で正であり、方向が右側の A サイトイオンの \({\varvec{m}}_{{\text{A}}}\) は上半球にありますが、\({\varvec{m}}_{{環コアの左側部分の A サイトイオンの \text{A}}}\) は、\(m_{{\text{zA}}}\) の負の符号が推定されているため、下半球に向いています。一部。 これらの結果は、\({\varvec{m}}_{{\text{A}}}\) の方向が動作状態中にフェライト リング コア内で巨視的な時計回りの循環に反して反時計回りに回転するという解釈と一致しています。 M（図3）。 逆に、mzB の符号は右側の部分では負になり、左側の部分では正になります。 これらは、B サイトイオンの \({\varvec{m}}_{{\text{B}}}\) が、右側と左側でそれぞれ下と上を向いていることを示しています。 言い換えれば、巨視的な M で見られるように、\({\varvec{m}}_{{\text{B}}}\) の方向は時計回りに回転しているように見えます。 \({\varvec{ m}}_{{\text{A}}}\) と \({\varvec{m}}_{{\text{B}}}\) は、\({\varvec {m}}_{{\text{B}}}\) は、顕微鏡スケールでは \({\varvec{m}}_{{\text{A}}}\) と反強磁性結合しています22。 注目すべきことに、上で述べたように多くの仮定が使用されたにもかかわらず、ここで得られた結果は仮定の詳細な条件に関して定性的に不変であるように見えました。

微視的な磁気状態の分布。 (a) は A サイトのイオンについて推定された磁気モーメント \({\varvec{m}}_{{\text{A}}}\) の Z 成分を示し、(b) は \( B サイトの {\varvec{m}}_{{\text{B}}}\)、5 × 5 ピクセルの領域で平均化されます。

このような単純なインダクタであっても磁化ベクトル M の内部分布を直接検証した研究は存在しないため、Mn-Zn フェライト リング コアを使用したインダクタ デバイス内部の磁気状態について説明しました。 実験では、2D 時間分解検出器の各ピクセルで偏光中性子透過スペクトルが測定されました。 その結果、コイルに通電するとリングコア内でMが時計回りに循環することが分かりました。 また、スペクトル中のエッジ状の微細構造を詳細に解析することで、微視的な磁気状態やその分布を明らかにすることもできます。 たとえば、A サイトの磁気モーメントは、巨視的な M の磁気モーメントとは反対の方向に向いています。ここで得られた結果は、1 世紀以上にわたって予想されていた、Mn-Zn フェライト リング コアを使用したインダクタ デバイスの単純な予測と一致しています。 。 これは磁気コアの予測を直接検証した初めてのことであり、偏極中性子透過分光イメージングが複雑な構造を持つ高度に洗練された磁気デバイスの巨視的な磁気状態の分布を画像化できる可能性があることを示したものである。 また、エッジ状微細構造から導出される材料・部位選択的磁気イメージングは​​、今回の実証に用いた均一フェリ磁性体だけでなく、傾斜機能材料や不均一な材料における微視的な磁気状態の分布の評価にも役立つことが期待されます。嵩張る製造プロセス中に冷却/プレスされます。

しかし、現段階では多くの課題が残されている。 空間分解能に関しては、測定対象の大きさに応じて中性子透過分光イメージングとX線磁気イメージングなどの他のイメージング技術を使い分けることが重要です。 一般的に使用されるエネルギー範囲では、X線の磁性体への侵入深さは1 mm未満です。 したがって、中性子磁気イメージングでは 1 mm を超える厚さの物体の測定が期待されます。 最小空間分解能 1% が必須の場合、一辺が数ミリメートル単位の部品では 0.01 mm に相当します。 ここで得られる実際の空間分解能は 1 mm 以上 (図 3 参照) ですが、この目的には明らかに不十分です。 したがって、より小さな物体の実験には、高い空間分解能を備えた検出器のさらなる進歩が必要です。 なお、最大サイズは測定対象物に対する中性子の侵入深さに依存します。 現在の総厚15mmのインダクタでは実際の透過率が20～30％であったことを考えると（図2）、磁気デバイス（中性子吸収素子などを含まないもの）では総厚の上限は数十mmとなる。 B、Cd、Gd）。 したがって、本手法は中小型の電力変換装置の評価に適しています。 時間分解能に関しては、現在の測定には 36 ks が必要だったという事実によって証明されるように、ストロボスコープで画像化できる定常状態とその周期的応答のみを測定することが現在可能です。 経年変化などの時間依存変化を観察するには、検出器の計数率を向上させる必要があります。これは、J-PARC の強力なパルス中性子源を効果的に使用して、検出器での誤計数を回避することができなかったためです (「材料と方法」のセクションを参照)。 微視的な状態の評価に関しては、磁気モーメントの大きさを高精度に推定するために、脱分極効果の解析手法のさらなる進歩が強く求められています。 最後に、照射された物体が多かれ少なかれ放射化されるのは避けられないことについて言及しなければなりません。 特にCoやEuなどの中性子放射能の高い元素を含む磁気デバイスは1年経っても持ち帰りが困難です。 ここで議論されているように、中性子透過分光イメージングには解決すべき多くの問題があり、マルチスケールで複雑な磁気状態をもつ多種多様な新しい磁気コンポーネントの評価に適用するには依然として不便です。 しかし、新しいアーキテクチャによって設計されたこのような複雑な磁性状態の評価は、次世代エネルギー変換システムの性能向上に不可欠であるため、この新しい手法はさらに開発する価値があると言えます。

マンガン亜鉛（Mn-Zn）フェライトコアはTDK社から市販されており、テストインダクタの主部品として使用されました。リングコアの外径と内径、厚さ、密度は44.5、30.0、13.0 mmです。それぞれ5000kg/m3。 誘導結合プラズマ発光分析の結果、Mn、Zn、Feの組成比はそれぞれ0.13:0.166:0.704であることがわかった。 M-H ループは B-H アナライザー (SY8219、岩通電機株式会社) を使用して測定しました。 コイルは直径0.5mmのポリエステル樹脂被覆銅線をフェライトコアに480ターン巻いて作製しました（図1）。

インダクターの中性子透過スペクトルは、J-PARC27 のビームライン 22 (BL22) RADEN で TOF の関数として測定されました。 磁気ミラーを使用して 50 × 50 mm 中性子ビームを偏光させました。 その結果、分極 P = (I+ − I−)/(I+ + I−) は約 Poff ~ 0.9 になりました。ここで、I+ と I− はスピンアップ状態とスピンダウン状態の中性子の強度です19。 続いて、勾配RF型中性子スピンフリッパーにより中性子スピンの極性を反転させた。 スピンフリッパーの効率が 1 に非常に近かったため、分極は Pon ~ − 0.9 に変化しました。 これらの分極状態は、中性子がインダクターに入るまでガイド磁石を使用して維持されました。 有効検出領域 100 × 100 mm、ピクセルサイズ 0.8 × 0.8 mm の時間分解中性子ガス電子増倍管 n-GEM 2D 検出器を使用して、線源から 18.5 m の距離で透過中性子を計数しました。 検出器の有効ピーク計数率は 180 kcps でした。 したがって、検出器での数え間違いを避けるために、入射中性子束密度は平均 2 × 102 n/s/mm2 の大きさに減少しました。 したがって、各画像の測定時間は 36 ks でした。 ＴＯＦから推定された速度は、λを計算するために使用された。 実験は、コイルに電流 I (0 A) を流さない待機状態と、コイルに電流 I を 2 A 流してコイル内部に 6.87 ～ 10.2 kA/m の磁界を発生させた動作状態で行いました。コイル (図 1b)。

論文の結論を評価するために必要なすべてのデータは、論文および/または補足資料に記載されています。

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J-PARC BL22での実験は、ユーザープログラム（2017A0042 2018A0062）のもとで実施されました。本研究の一部は、文部科学省パワーエレクトロニクス革新的基盤技術創出事業（助成番号JPJ009777）、JSPS科研費（助成番号19H04400）の助成を受けて行われました。および JST-みらいプログラム、日本 (助成金番号 JPMJMI18A3)。

Yojiro Oba

現住所：〒441-8580 豊橋市豊橋技術科学大学

物質・材料研究機構、つくば市、305-0047、日本

Hiroaki Mamiya, Noriki Terada & Tadakatsu Ohkubo

日本原子力研究開発機構、東海市、319-1195

Yojiro Oba, Kosuke Hiroi & Takenao Shinohara

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HM、YO、KH、TS は中性子イメージング実験を行いました。 HM と NT はデータ分析と解釈に大きく貢献しました。 TO はこの研究の実施を監督しました。 著者全員が原稿草案を批判的にレビューおよび修正し、最終版の提出を承認しました。

Correspondence to Hiroaki Mamiya.

著者らは競合する利害関係を宣言していません。

シュプリンガー ネイチャーは、発行された地図および所属機関における管轄権の主張に関して中立を保ちます。

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転載と許可

間宮 洋、大場 裕也、寺田 直也 他動作中のインダクタ内部の磁化の中性子イメージング。 Sci Rep 13、9184 (2023)。 https://doi.org/10.1038/s41598-023-36376-x

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受信日: 2023 年 2 月 3 日

受理日: 2023 年 6 月 2 日

公開日: 2023 年 6 月 6 日

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

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