硬核長文：極化中子技術

|作者：童 欣1,2

(1 大陸科學院高能物理研究所)

(2 散裂中子源科學中心)

本文選自《物理》2020年第11期

摘要極化中子技術是利用中子的自旋與樣品及磁場的相互作用進行測量的一種技術，是中子散射技術中的重要組成部分。極化中子技術已經成功地應用于磁性、強關聯、納米、自旋電子、高分子和生物等材料中，為前沿材料學研究與工業應用提供了所亟需的探測與表征手段。另外，極化中子也被廣泛應用于核物理和粒子物理相關領域的基礎測量。文章對極化中子技術的發展進行了簡要的介紹，概括了極化中子實驗所涉及的理論知識，以及在實驗中所使用的主要技術，并在此基礎上展示了當前極化中子技術在科研中的應用及其所使用的實驗裝置，

關鍵詞極化中子，中子散射，中子成像，散裂中子源

1 引 言

在1932年查德威克(Chadwick)發現中子后，布洛赫(Bloch)就指出了將中子透射過磁化的鐵可以產生極化中子[1]，并可利用中子磁矩探測材料結構，1939年Halpern和Johnson發表的相關文獻奠定了極化中子實驗的前期理論基礎[2]，至20世紀50年代，隨著反應堆的產生，中子散射技術已發展成為材料研究領域不可替代的一種技術。極化中子散射理論在20世紀60年代得到進一步完善，明確了通過中子極化分析來分辨材料核散射、磁散射、核磁干涉散射以及非共線磁性散射的理論方法。這些理論工作分別是由當時歐洲與蘇聯的科學家 Izyumov、Schermer、Blume[3,4]和Maleyev[5]完成的，最終形成了當今極化中子散射的理論基礎：Blume—Maleyev方程。

與極化中子散射理論同時發展的還有極化中子實驗技術，在20世紀50年代的先驅實驗基礎上，1969年由Moon、Riste和Koehler等人[6]在美國橡樹嶺國家實驗室(Oak Ridge National Laboratory，ORNL)確立了單軸中子極化的分析技術，1971年Mezei提出的中子自旋回波技術[7]，開創了中子極化的相干測量，將中子散射所能達到的時間和空間分辨率提升了多個數量級。20世紀80年代，Scharpf等人進行了x-y-z三個方向的極化分析[8]，開啟了多軸極化中子技術的先河。80年代末期，Tasset[9]利用超導體實現了完全極化分析技術，并在朗之萬研究所中子科學中心(ILL)建造了低溫超導極化分析(CryoPAD)裝置[10,11]。

極化中子散射作為一項基礎的科學研究手段，目前在材料、工程、生物與基礎物理研究等領域有著廣泛應用。從極化中子的發展歷史中可以看到，這一應用的背后是極化中子散射經歷的長期理論發展與技術突破，以及大量的實驗手段與裝置的研發。在本文中，我們將對相關重要領域進行簡要介紹，對極化中子散射理論及其相關技術有興趣的讀者，可以參考Squires[12]、Williams[13]、Krupchitsky[14]等人的相關書籍。

2 極化中子的理論基礎

2.1 中子自旋和極化

中子不帶電，但帶有磁矩和1/2自旋，其自旋在外磁場中存在兩個極化本征態：與外磁場平行的“正向”自旋態和反平行的“反向”自旋態。當一束中子里處于兩個本征態的中子數量不等時，即成為本文所主要討論的極化中子(polarized neutron)。極化中子實驗觀測的數據包括中子束流的散射矢量、散射截面和中子的初始極化與最終極化矢量，這些矢量和它們所在的散射坐標系(x-y-z)下的幾何關系如圖1所示，

圖1 極化中子實驗的觀測量與其在散射坐標系下的幾何關系，散射截面 σ(Q,E) 是中子在特定散射矢量Q與能量轉移E下的散射強度，散射矢量Q是在散射過程中由入射動量ki到出射動量kf的變化量，而初始極化Pi與最終極化Pf則分別是極化中子與樣品作用前后的極化矢量方向

圖1定義了在本文所討論的中子散射中的“散射坐標系”，即以 x 軸沿散射矢量Q方向， z 軸垂直于散射截面，而 y 軸與其他兩軸正交構成右手笛卡爾坐標系。而在圖1中引入的中子的極化矢量被定義為一個在散射坐標系下的三維矢量P：

其中 Px、Py、Pz 分別是中子沿 x、y、z 三個方向的極化率，對于一個中子而言，其極化矢量是歸一的；而對于一束中子，其極化率則是沿單一方向上測量不同“正向”自旋與“反向”自旋中子束的差異：

其中 nα+ 與 nα- 分別是沿 x、y、z 方向測量時，正向自旋與反向自旋的中子總個數。(2)式定義了極化中子實驗中極化率的測量方式，即進行極化中子實驗測量的基本方法，

2.2 極化中子散射

極化中子對散射過程的貢獻體現在兩個方面，首先，中子和原子核的強相互作用與它們之間的自旋態相關；其次，中子的磁矩會和外層非配對電子產生的磁場發生磁相互作用，散射過程也會對中子的自旋產生一定的影響。因此，測量極化中子的自旋改變可以區分材料的核散射與磁性散射這兩種不同的相互作用，這是非極化中子散射所無法實現的，極化中子散射應用的基礎理論是 Blume—Maleyev 公式[3—5]，在這一理論的基礎上，現在的極化中子實驗已能夠對極化矢量的變化進行較為完整的解析[15—17]：

其中，(3a)式是總散射截面的表達式，而(3b)式則是中子極化率的變化表達式，在這兩個公式中， σtotal 是樣品的總散射截面，是樣品的化學結構因子，而則是樣品的磁性結構因子， bj 與m(r) 分別為材料中 j 原子的散射長度(scattering length)與局域磁化，(3)式定義了所有與極化中子散射相關的資訊，并將散射分為了四大類：核散射 N*N 、非手性磁散射M*⊥M⊥ 、核磁相干散射 NM*⊥ + N*M⊥ ，以及手性磁散射M*⊥ ×M⊥ 。在這一理論基礎上，極化中子實驗得以依據所探測樣品的特性選擇適合的極化中子實驗方法，并對實驗結果進行有效的分析。

2.3 極化中子的拉莫爾進動

中子的自旋極化在外磁場中會產生進動，稱為拉莫爾進動(Larmor precession)，這種進動可以表述為極化矢量P的動力學方程：

其中B是外磁場矢量，而 γ n = – 1.83247171 × 10 -8 rad s -1 T -1 則是中子的磁旋比常數。在靜磁場 條件下，將外磁場方向定義為 z 軸，則拉莫爾進 動可以描述為極化中子矢量在外磁場中平行于磁 場的分量 ( P z ) 維持不變，而垂直于磁場的分量 ( P x ， Py ) 以左手 螺旋做進動旋轉，這一進動如圖 2 所示，

圖2 中子的極化矢量在靜態外磁場下的拉莫爾進動

中子垂直分量進動旋轉的角度，即拉莫爾進動角 φ ，正比于外磁場的強度與中子在外磁場中進動的時間，這使得中子在靜磁場中的進動可以被精確地算出，中子在變化磁場中的衍變非常復雜，在當前的極化中子實驗中，目前只有中子的絕熱磁場變換與完全非絕熱變換這兩種常用方法，拉莫爾進動的存在使得在極化中子實驗中，可 以通過外加磁場來對中子的極化進行調控，這一應用廣泛地存在于各類極化中子實驗中，是完全極化分析[9]、中子自旋回波技術[7]、極化中子相干成像[18]等諸多極化中子應用的技術基礎。

3 極化中子技術的應用

極化中子技術在以凝聚態物理學為主的諸多領域取得了豐碩的成果，其當前的應用主要包括磁結構和自旋密度、磁漲落和它們的本征態、測量大尺度結構、分離相干和非相干散射、非彈性散射、中子自旋調制、完全極化分析和極化中子成像等，此外，極化中子在基礎粒子物理中也有相當重要的應用，

3.1 極化中子衍射

物質的磁結構對于理解低維系統、相變、阻挫等現象至關重要，非極化的中子衍射實驗很難無差別地確定磁結構，而極化中子衍射是唯一能無差別分離磁散射和核散射的技術，可以精確地確定磁結構。在樣品的分子結構，即化學結構因子 N 已知的情況下，極化中子測量可以直接提供磁性結構因子 M ，以及通過逆傅里葉變換得到的自旋密度，極化中子衍射適用于粉末和單晶樣品，能夠有效地區分布拉格衍射峰中核散射與磁散射各自的貢獻[19]，并辨別單晶內同時存在的不同磁性相[20]，這一應用自20世紀60年代由Shull等人首次完成了3d軌道鐵磁體[21]的測量(圖3)后，極化中子衍射就一直被用于測量自旋密度以增進對固態材料中電子分布的理解，至今仍然是極化中子的一種主要應用，目前，極化中子衍射測量自旋密度的應用已經拓展到了順磁材料以及4f電子軌道的稀土化合物[22]。除此之外，極化中子對自旋密度的空間分布與溫度相關的探測也使得實驗可以測量自旋磁化率，對于探索非常規超導體中電子配對現象的本質[23]具有非常重要的意義，極化中子衍射測量磁性結構因子也同時被應用于磁性分子和有機磁鐵的表征[24]，這種分子磁性系統與離子系統相比，其磁性密度分布不局限在核子周圍，因而對其分布資訊的準確測量能揭示固體中緊鄰分子軌道的磁性相互作用、化學鍵和電子分布的本質，為理論驗證和預測提供實驗佐證，

圖3 Shull等人采用極化中子磁性散射方法測量3d軌道鐵磁體的自旋密度[21]

在無差別分離核散射與磁散射的基礎上，通過對中子極化矢量在三維空間變化的追蹤，可以對由樣品導致的中子極化改變進行完整的分析，這一技術被稱為完全極化分析(general polarization analysis)，完全極化分析可以作為一種極化調控手段安裝在單晶衍射譜儀 [25] 上或三軸散射譜儀 [11] 上，測量核磁相干散射及手性磁性散射信號，這其中，核磁相干散射揭示了磁性系統中電子軌道、電荷擾動和晶格扭曲效應的相互競爭，因此在研究量子材料這一熱門學科時具 有決定性的作用，而手性磁性散射則承載著非共線型磁性材料的結構資訊，使得完全極化分析成為探索重費米子和長程磁有序材料時無法被其他探測手段替代的唯一分析方法，

3.2 極化中子大尺度結構分析

極化中子技術廣泛應用于進行大尺度研究的小角中子散射與中子反射中，是當前半導體電子學、自旋電子學乃至量子計算材料的重要研究手段之一。在這方面的應用主要集中于對低維度磁性系統和納米磁性材料中，由 Fitzsimmons 等人在2004年進行了綜述[26]，極化中子技術在這些具有巨大應用前景的材料研究中，能夠有效地將材料的物理學性質(輸運、磁化)與其物理/化學結構聯系起來。其中，極化中子反射(polarized neutron reflectometry)測量是使用最為成功與廣泛的應用之一，尤其在納米材料、薄膜系統、拓撲絕緣體等方面。極化中子反射通過掠入射測量具有對表面磁性極高的探測靈敏度和垂直分辨率，能夠測量單層原子的絕對磁化(10- 4 emu)，其探測范圍包括數十至數百納米的薄膜厚度，如圖4所示的實驗結果，極化中子反射在過去的10年中經歷了在大型中子源上的快速發展，并已被成功地應用于諸如交換偏置來源探索、薄膜磁化重新定向相變、表面與交界面磁化強化、超導體表面磁場滲透等研究[26]。極化中子也可以和小角中子散射(small angle neutron scattering，SANS)結合測量納米磁性粒子分布以及粒子之間的關聯，這一系列成功的應用能夠為新的結構原理、模型與計算的發展提供實驗驗證。

圖4 (a)極化小角中子散射觀測納米顆粒的自旋失序結構[27]；(b)通過極化中子反射觀測鐵磁/反鐵磁層狀結構的磁性反轉，右側所示數據為左側樣品層狀結構所產生的核散射(上)與磁性散射(下)信號[28]

3.3 極化中子非彈性散射

非彈性中子散射技術觀測中子在散射過程中與材料的動量和能量轉換，用于研究物質內部的動力學，1980年法國朗之萬科學中心(Institut Laue-Langevin，ILL)開始在傳統熱中子及冷中子三軸衍射能譜儀基礎上進行升級，實現了非彈性極化中子能譜(polarized neutron spectrometry)功能。由于物質內部的聲子不改變中子的極化方向，而自旋波會改變，因此通過中子的極化分析可以很好地確定磁性材料中的各種不同自旋譜。ILL的譜儀IN12、IN20和IN14在研究材料聲子、磁振子的動力學過程、自旋波的傳播方面取得了巨大的成功。使用該技術所獲得的成果包括對Haldane猜想的證實[29]、測量各向同性鐵磁體內自旋擴散的能譜[30]、探明一維磁體中新的耦合模式[31]、研究非共線低維度鐵磁與反鐵磁系統中孤波的動力學性質[32]等，如圖 5所展示的極化中子非彈性散射實驗。在2000年后，極化中子非彈性散射更被成功地應用于高溫超導體內自旋動力學的研究以及其他強關聯電子系統中。

圖5 極化中子非彈性散射測量二維反鐵磁材料的希格斯模式及衰變 [33]

極化中子在非彈性散射實驗中的一項重要應用是區分散射過程中材料本身的相干與非相干散射，中子和原子核的作用勢和它們的自旋是相關的，核散射的中子散射強度由三部分組成：相干散射、同位素非相干散射和自旋非相干散射，相干散射測量的是原子核之間的關聯散射，非相干散射測量的是單個原子的自關聯，這個特性對于很多非磁性材料特別是軟物質材料非常重要，因為它可以對樣品內部的物理過程進行很好的區分，例如區分原子跳躍和擴散(非相干散射)和聲子(相干散射)等，例如Cook等人在1990年的實驗中通過準彈性極化中子測量，分離了Nb中的氘的自關聯和關聯過程[34]。此外利用極化中子分離相干和非相干散射可以很好地抑制軟物質內部的氫元素造成的非相干散射背底，從而提高相干散射的信噪比，此方法可以同時和對比度調節(contrast variation)的技術相結合，來精確測量高聚物中特殊部分的性質。

3.4 中子自旋回波

中子自旋回波(neutron spin echo，NSE)技術于1972年由Mezei提出[7]，通過感知中子能量的變化所導致的解調退極化而獲取極高的能量分辨率(neV)。中子自旋回波最重要的意義在于打破了中子散射實驗中束流強度與分辨率之間的負相關，使得其相比于傳統高分辨率手段(如中子背散射)可以在不大量犧牲束流強度的條件下獲得極佳的測量分辨率，中子自旋回波技術在高聚物與其他復雜液體的研究中有廣泛的應用，并且也能夠被應用到玻璃體中的慢動態過程研究中[35]。以中子自旋回波技術為基礎，其他類型的中子極化調制技術也在20世紀80年代出現。其中，1979年Mezei和Pynn指出，中子自旋回波技術可以被用于測量聲子的能量展寬以及提升中子散射實驗中的角度分辨率，這一理論逐漸發展成為中子共振自旋回波(neutron resonant spin echo，NRSE)技術，采用射頻交變磁場對中子的自旋極化進行調制與解調，于1995年在德國由Golub等人實現[36]。NRSE 技術也可以被用于調制解調散射實驗中的角度，這種新方法使用了磁性薄膜來定義中子自旋回波的場，使之可以被用于小角中子散射測量中，并將其可達到的尺度拓展到微米量級[37]，21世紀初，極化中子調制技術的一項最新技術發展是中子沃拉斯頓棱鏡[38](neutron Wollaston prism，NWP)，通過一對反向的三角形磁場對中子的兩個不同自旋態進行雙折射，從而對中子的動量進行調制和解調(圖6)，這種測量方式對極化中子調制過程中的磁場強度與約束精度提出了更高的要求，因此產生了使用第二類超導體進行設計的超導極化中子調控設備[39]。

圖6 使用中子沃拉斯頓棱鏡進行中子自旋回波測量的實驗原理 [38]

3.5 極化中子成像

中子除了和未配對電子產生的磁場發生散射之外，還會受到外磁場的直接影響，中子的自旋在磁場中會產生拉莫爾進動，因此，通過測量入射和出射中子自旋的改變，結合中子成像技術，可以直接給出宏觀磁力線大小及分布，此技術稱為極化中子成像(polarized neutron imaging，PNI)[40]。極化中子成像對于特殊樣品例如超導體內部捕獲靜磁場和交變磁場都是理想的磁場實空間探測手段[41]，另外，極化中子成像還可以結合三維成像技術給出空間的三維磁場分布圖(圖7)[42]。極化中子成像于2000年后快速發展，得益于更適合其應用的極化 3He 中子自旋過濾設備的成型，尤其是美國橡樹嶺實驗室的在線極化 3He 系統的出現，同時滿足了成像實驗長時間計數、大可視區域與圖像無偏折等多項要求[43]，使這項技術可以被應用于超導體表面與內部的磁場觀測，以及電動發動機與變壓器內部的磁感線分布研究等，

圖7 極化中子成像觀測超導體塊體內部的磁感線分布 [42]

3.6 極化中子在基礎物理研究中的應用

極化中子也可以被應用于基礎物理學研究，包括物理學常數的測量、精確檢驗粒子物理的基本對稱性，以及天體物理和宇宙學參數的測量等，并為核物理和基礎物理提供一種關聯的測量手段[14]。利用極化中子，可以測量β衰變相關常數，給出弱相互作用的實驗證據。例如，2018年首次于實驗中成功地利用極化中子分離強子間的強相互作用和弱相互作用，獲取了其弱相互作用常數[44]。極化中子還可以用來探測中子的電偶極矩以及電荷宇稱不守恒和時間反演不守恒。中子是否存在電偶極矩是物理學界近百年來未被回答的問題之一，非零的中子電偶極矩直接造成電荷宇稱不守恒(CP-violation)和宇稱不守恒(P-violation)，對于基礎粒子物理有著深遠及顛覆性的意義。最早的中子電偶極矩測量由諾貝爾獎獲得者Purcell和Ramsey于1950年完成，給出的中子電偶極矩上限為 5 × 10-20 e·cm ；最近的一次中子電偶極矩測量于2006年在瑞士保羅謝勒研究所(PSI)完成[45]，給出的上限為 2.9 × 10-26 e·cm ，而絕對非零的中子電偶極矩至今仍未被證實。

4 極化中子技術的實驗裝置

極化中子實驗的基礎在于能夠穩定高效地產生極化中子并測量其極化率，由于中子的極化率并不是一個直接測量的物理量，其測量是一個復雜過程，通常要通過多次測量完成。在極化中子實驗中，首先需要中子極化器產生極化中子，然后由導向磁場維持極化中子的自旋極化； 當極化中子通過樣品后由中子極化分析器再次過濾，并最終由中子探測器所接收；在樣品前后還裝有中子極化翻轉器，以控制中子入射樣品前和出射樣品后的自旋態(圖8)。

這其中，極化過濾器與極化分析器都屬于中子極化的產生裝置，而極化翻轉器則屬于中子極化的調控裝置，極化中子實驗需要如此多極化裝置的根本原因是中子探測器本身并不區分中子的極化態，因此需要極化產生裝置與極化調控裝置配合對不同的極化態進行區分，

圖 8 極化中子實驗測量所需的基本裝置設置

4.1 中子極化產生裝置

中子的極化產生裝置通過反射、衍射和過濾吸收等方式將未極化中子中的一個自旋態去掉，從而得到極化中子束，極化產生裝置長期以來都是極化中子技術廣泛應用的技術瓶頸，其缺陷主要體現在透過率低、極化率低、接受角度小以及可用波長范圍窄等，這一技術瓶頸從20世紀70年代開始逐漸得到解決，1976年Mezei研制了極化中子超鏡(polarized neutron supermirror)，依據中子的兩種極化態在不同金屬中的折射率不同，使得一個自旋態通過相干加強被反射，而另一個自旋態透過，產生極化中子(圖9(b))，這一技術目前已經相當成熟，使用Fe/Si或Co/Ti等兩種不同金屬制作的極化超鏡已經廣泛應用于各類極化中子譜儀線，與中子極化超鏡同時發展的極化手段還有極化單晶(Heusler crystal)，這一材料最初是由Brown和Forsyth于1964年發現，并最終在1980年早期被成功地應用于中子極化單色器，通過大體積單晶Heusler合金同時完成對中子的極化與在樣品上聚焦[47]，使得能夠用于極化中子實驗的中子束流強度大大增強(圖9(a))。

圖9 (a)Heusler合金極化單色器；(b)極化中子超鏡(MirrorTron)；(c)自旋交換光泵(SEOP)極化3He氣體中子自旋過濾

20世紀90年代，為了解決超鏡接收角度過小的技術缺陷，Tasset和Humblot等人研制出了用于極化中子的亞穩態交換 (metastability exchangeoptical pumping，MEOP)極化3He中子自旋過濾器(neutron spin filter，NSF)[48,49]，利用極化3He原子對于極化中子不同的透過率[50]產生極化中子，并成功將該技術應用于ILL多個譜儀[51]。由于極化3He對于極化中子的重要性，21世紀初美國的中子源裝置也開始轉向極化3He領域，Gentile和Snow使用自旋交換光泵(spin exchange optical pumping，SEOP)產生極化3He[52,53]進行中子自旋過濾(圖9(c))。2012年，美國橡樹嶺國家實驗室的Tong等人[54]首次成功地研制了在線極化3He系統，進一步提升了極化中子產生效率。

4.2 中子極化調控裝置

極化調控裝置最基本的部分是極化翻轉器，用以改變中子的自旋與其導向磁場之間的相對角度，最早設計的“電流層翻轉器”通過兩個緊貼著的相反磁場，對中子的自旋極化進行完全非絕熱變換而產生翻轉。這項技術的出現可以追溯到1950年Hughes與1969年Drabkin等人所做的研究[55]，在這一設計基礎上的改進最終定性為矩形螺線管或電流層的結構。這種翻轉器由于產生磁場的導線本身存在著不可避免的雜散場，在長波長中子(10 以上)存在著退極化的缺陷，直到1997年，這一技術缺陷才被超導翻轉器解決[56]，采用相同的非絕熱變換原理，超導翻轉器利用了超導體的完全抗磁性替代了電流層，使得非極化翻轉的磁場平整程度大大提高且完全分立，超導極化翻轉器同時也拓展了可翻轉的角度范圍，使得中子極化方向可以被90°翻轉，從而啟動或停止可控的極化進動，同時超導極化翻轉器作為新一代的超導中子極化調控裝置的一部分，被用來研發超導完全極化分析設備等新一代的極化中子技術[57]，

通過中子的拉莫爾進動同樣可以實現極化翻轉，這一方法的經典應用是Mezei翻轉器，Mezei翻轉器的基本原理是在導向磁場B0的本底上通過一個反向的補償磁場B1與之抵消從而形成一個去磁場區，再通過一個與B0和B1正交的進動磁場B2在去磁場區產生一個180°的中子極化進動，從而實現極化翻轉。Mezei翻轉器通常的厚度只有幾厘米，因此非常適用于長度較短的譜儀線，盡管在使用時必須根據譜儀線波長進行參數調節。由于Mezei翻轉器依靠進動對中子極化進行翻轉，因此不能被應用于多波長的中子實驗，另一種依靠拉莫爾進動進行反轉的射頻交變磁場翻轉器[58]通過一個逐漸增強的靜態磁場與一個與之方向正交的交變磁場相組合，對處于旋轉坐標系內的中子進行近似于絕熱的翻轉變換，這種翻轉器在使用時不需要補償磁場，能夠滿足多波長中子應用并且沒有透射率損失，然而這種裝置在廣角譜儀線上的應用存在一定的技術難度，

4.3 極化中子裝置在反應堆和散裂源中的區別

當前中子散射實驗所依托的高束流強度中子源分為兩種：通過原子核裂變反應產生中子的反應堆和高能質子加速撞擊靶材散裂產生中子的散裂源。反應堆通常產生連續的中子束，如法國的ILL與LLB、德國的MLZ與HZB、美國的NIST、澳大利亞的ANSTO等，適用于白光與單波長中子應用；而散裂源產生的中子通常為脈沖型，因此更適用于通過飛行時間進行能量分辨的多波長中子應用；瑞士的PSI是為數不多的連續性散裂源之一，直至20世紀80年代，幾乎所有的中子散射實驗都是在反應堆中進行，隨著大型脈沖型散裂中子源在英國(1985)、美國(2006)、日本(2009)和大陸(2018)逐漸建立，在散裂中子源上極化中子技術與應用仍存在大量空白，有著長足的發展空間，從單一波長到具有能量分辨的多波長的轉變，以及從單一方向到多角度同時測量的轉變，對極化中子的產生與調控設備都提出了新的要求。極化中子當前在散裂源中的應用需在設備和技術上進一步提升，包括廣角極化中子產生和分析器尤其是極化3He裝置的研制、多波長極化中子翻轉及調制裝置、廣角極化分析理論、軟體、新型中子光學設備等多個方面。這些新技術有望在未來的10—20年內為極化中子在更廣范圍上的應用提供技術支持，實現廣角測量、極化分析與飛行時間分辨共存的新型測量技術，

5 結束語

極化中子實驗技術目前在國際先進中子源中已經廣泛推廣，尤其在發達國家的先進中子源上，已經有超過半數的譜儀線從設計時就囊括了極化中子實驗能力，以極化中子為基礎的單晶、粉末、高分子、納米、薄膜及量子材料的研究，為當前的材料科學、能源科學、生物醫藥及精密制造產業提供了不可或缺的實驗表征支持，中子散射技術自2010年起在大陸迅猛發展，隨著大陸先進研究堆(CARR)、大陸綿陽研究堆(CMRR)與大陸散裂中子源(CSNS)的建成以及開放運行，包括極化中子在內的一系列先進表征手段將為大陸的前沿科學研究提供亟需的實驗技術支持，可以預見在未來10年的發展中，大陸的中子源將建設獨立自主的極化中子技術力量，同時推廣極化中子領域的研究應用，

致 謝感謝大陸散裂中子源的王天昊、秦澤聰與黃楚怡三位研究人員為本文撰寫所作的貢獻。

參考文獻

[1] Bloch F. Phys. Rev.，1936，50(3)：259

[2] Halpern O，Johnson M H. Phys. Rev.，1939，55(10)：0898

[3] Blume M. Phys. Rev.，1963，130(5)：1670

[4] Blume M. Phys. Rev. a-Gen. Phys. ， 1964 ， 133(5a) ： 1366

[5] Izyumov Y A ， Maleev S V. Sov. Phys. Jetp-Ussr. ， 1962 ， 14(5) ： 1168

[6] Moon R M ， Riste T ， Koehler W C. Phys. Rev. ， 1969 ， 181(2) ： 920

[7] Mezei F. Z. Phys. ， 1972 ， 255(2) ： 146

[8] Scharpf O ， Capellmann H. Phys. Status Solidi. A ， 1993 ， 135(2) ： 359

[9] Tasset F. Physica B ， 1989 ， 156 ： 627

[10] Tasset F ， Brown P J ， Lelievre- Berna E et al . Physica B-Con densed Matter ， 1999 ， 267 ： 69

[11] Takeda M ， Nakamura M ， Kakurai K et al. Physica B-Condensed Matter ， 2005 ， 356(1-4) ： 136

[12] Squires G L. Introduction to the Theory of Thermal Neutron Scattering. Cambridge University Press ， 2012

[13] Gavin Williams W. Polarized Neutrons (1st Edition). Clarendon Press ， 1988

[14] Krupchitsky P. Fundamental Research with Polarized Slow Neu trons. Springer ， 2014

[15] Tasset F ， Brown P J ， Forsyth J B. J. Appl. Phys. ， 1988 ， 63(8) ： 3606

[16] Brown P J ， Forsyth J B ， Tasset F. P. R. Soc-Math. Phys. Sc. ， 1993 ， 442(1914) ： 147

[17] Lelievre-Berna E ， Brown P J ， Tasset F et al . Physica B ， 2007, 397(1-2) ： 120

[18] Strobl M ， Pappas C ， Hilger A et al . Physica B-Condensed Mat ter ， 2011 ， 406(12) ： 2415

[19] Nakotte H ， Dilley N R ， Torikachvili M S et al . Physica B ， 1999 ， 259-61 ： 280

[20] Radaelli P G ， Ibberson R M ， Argyriou D N et al . Phys. Rev. B ， 2001 ， 63(17) ： 172419

[21] Shull C G ， Mook H A. Phys. Rev. Lett. ， 1966 ， 16(5) ： 184

[22] Moon R M. J. Phys-Paris ， 1982 ， 43(Nc-7) ： 187

[23] Shull C G ， Wedgwood F A. Phys. Rev. Lett. ， 1966 ， 16(12) ： 513

[24] Kahn O. Molecular Magnetism. VCH publishers Inc. ， 1993

[25] Hutanu V ， Luberstetter W ， Bourgeat-Lami E et al . Rev. Sci. In strum. ， 2016 ， 87(10) ： 105108

[26] Fitzsimmons M R ， Bader S D ， Borchers J A et al . J. Magn. Magn. Mater ， 2004 ， 271(1) ： 103

[27] Vivas L G ， Yanes R ， Michels A. Sci. Rep. ， 2017 ， 7 ： 1

[28] Zhan X Z ， Li G ， Cai J W et al . Sci. Rep. ， 2019 ， 9 ： 1

[29] Steiner M ， Kakurai K ， Kjems J K et al . J. Appl. Phys. ， 1987 ， 61 (8) ： 3953

[30] Mitchell P W ， Cowley R A ， Pynn R. J. Phys. C ： Solid State ， 1984 ， 17(32) ： L875

[ 31] Kakurai K ， Pynn R ， Steiner M et al . Phys. Rev. Lett. ， 1987 ， 59 (6) ： 708

[32] Steiner M ， Kakurai K ， Knop W et al . Solid State Commun. ， 1982 ， 41(4) ： 329

[33] Jain A ， Krautloher M ， Porras J et al . Nat. Phys. ， 2017 ， 13(7) ： 633

[34] Cook J C ， Richter D ， Scharpf O et al . J. Phys.-Condens. Mat. ， 1990 ， 2(1) ： 79

[35] Mezei F ， Pappas C ， Gutberlet T. Neutron Spin Echo Spectrosco py-Basics ， Trends and Applications. Springer ， 2003

[36] Keller T ， Ghler R ， Kunze H et al . Neutron News ， 1995 ， 6(3) ： 16

[37] Krouglov T ， Kraan W H ， Plomp J et al . J. Appl. Crystallogr. ， 2003 ， 36 ： 816

[38] Pynn R ， Fitzsimmons M R ， Lee W T et al . Physica B-Condensed Matter ， 2009 ， 404(17) ： 2582

[39] Dadisman R ， Shen J Z ， Feng H et al . Nucl. Instrum. Meth. A ， 2019 ， 940 ： 174

[40] Kardjilov N ， Manke I ， Strobl M et al . Nat. Phys. ， 2008 ， 4(5) ： 399

[41] Manke I ， Kardjilov N ， Hilger A et al . Mater. Test ， 2008 ， 50(10) ： 572

[42] Hilger A ， Manke I ， Kardjilov N et al . Nat. Commun. ， 2018 ， 9 ： 4023

[43] Dhiman I ， Ziesche R ， Wang T H et al . Rev. Sci. Instrum. ， 2017, 88(9) ： 095103

[44] Blyth D ， Fry J ， Fomin N et al . Phys. Rev. Lett. ， 2018 ， 121(24) ： 242002

[45] Baker C A ， Doyle D D ， Geltenbort P et al . Phys. Rev. Lett. ， 2006 ， 97(13) ： 131801

[46] Mezei F. Commun. Phys. ， 1976 ， 1(3) ： 81

[47] Freund A ， Pynn R ， Stirling W G et al . Physica B & C ， 1983 ， 120 (1-3) ： 86

[48] Tasset F ， Chupp T E ， Pique J P et al . Physica B ， 1992 ， 180 ： 896

[49] Humblot H ， Heil W ， Lelie ` vre-Berna E et al . edited by G. Lander. Neutron News ， 1997 ， 8(4) ： 27

[ 50] Passell L ， Schermer R I. Phys. Rev. ， 1966,150(1) ： 146

[51] Heil W ， Andersen K ， Hofmann D et al . Physica B ， 1997 ， 241 ： 56

[52] Gentile T R ， Babcock E ， Borchers J A et al . Physica B-Con densed Matter ， 2005 ， 356(1-4) ： 96

[53] Hussey D S ， Rich D R ， Belov A S et al . Rev. Sci. Instrum. ， 2005 ， 76(5) ： 053503

[54] Tong X ， Jiang C Y ， Lauter V et al . Rev. Sci. Instrum. ， 2012 ， 83 (7) ： 075101

[55] Drabkin G M ， Zabidarov E I ， Kasman Y A et al . Sov. Phys. Jetp. Ussr ， 1969 ， 29(2) ： 261

[56] Parnell S R ， Washington A L ， Kaiser H et al . Nucl. Instrum. Meth. A ， 2013 ， 722 ： 20

[57] Wang T ， Parnell S R ， Hamilton W A et al . Rev. Sci. Instrum. ， 2016 ， 87(3) ： 033901

[58] Bazhenov A N ， Lobashev V M ， Pirozhkov A N et al . Nuclear In struments and Methods in Physics Research Section A ： Accelera tors ， Spectrometers ， Detectors and Associated Equipment ， 1993, 332(3) ： 534

來源：大陸物理學會期刊網

編輯：槿知