следует за полем [4, 33], а отстает от него. Описание этого эф фекта в рамках теории когерентного вращения, т. е. с помощью уравнений (5), по-видимому, дает разумные результаты для гетерогенных сплавов Си—Мп [44, 50]. Не исключено, что такое описание годится и для системы Ni—NiO, в которой окисел имеет сравнительно низкую анизотропию. Однако поведение си стемы Со—СоО, обладающей одновременно и однонаправлен ной анизотропией и вращательным гистерезисом, понять трудно.
Ф и г. 9. |
Зависимость вращательного гистерезиса от поля |
в присутствии |
(Т < Гд ) |
и в отсутствие (Т > Тк) обменной анизотропии |
[34]. |
Если антиферромагнетик можно перемагнитить, следует ожи дать гистерезис; если нет — однонаправленную анизотропию. Должно бы наблюдаться то или иное явление, но не оба одно временно.
Расхождение теории и опыта можно было бы объяснить, по лагая, что антиферромагнитная пленка имеет более низкую ани зотропию, чем массивный материал. Однако Бин [3] показал, что пленка СоО имеет такую же анизотропию, как и массивный ма териал, когда ее толщина больше 20 А. Недавние измерения [61] в связанных пленках дали такие же значения анизотропии, как и у массивного материала. Эти значения, получаемые методами, весьма отличными от вращательного гистерезиса, скорее указы вают на неточность нашего понимания проблемы, чем на то, что анизотропия пленок действительно больше, чем у массивного вещества. Впрочем, нет сомнения, что анизотропия антиферромагнитных пленок не может быть гораздо меньше, чем у мас сивного материала.
Существуют и более серьезные расхождения. Майклджон [4] показал, что, согласно данной модели, вращательный гисте резис должен быть значительным лишь при очень специальных
Фиг. 10. Квазистатические петли гистерезиса в структуре Со—СоО с обменной анизотропией [62].
значениях констант анизотропии и связи. Была сделана по пытка [3, 4] отнести это расхождение за счет псевдодоменных стенок типа, обсужденного выше (разд. 11,1). Это означало бы, что нарушается первое условие, при котором справедливо вы ражение (4). Тогда следовало бы ожидать исчезновение враща тельного гистерезиса для достаточно тонких пленок, но, по-ви димому, это не так.
Все изложенные соображения вызывают значительные со мнения в применимости модели когерентного вращения к опи санию свойств систем ферромагнетик — аитиферромагнетик. Однако до тех пор, пока Неель не предложил модель движения стенок (см. ниже), других альтернатив не существовало.
Рассмотрим другое свойство этих систем, также являю щееся, по-видимому, универсальным. Оно было открыто не давно и помогло создать новую модель. В работах [42, 62] в пле ночной системе с обменной анизотропией, охлажденной до низ кой температуры, изучалась эволюция квазистатических петель гистерезиса, снимаемых в петлескопе. Оказалось, что форма петли изменяется с номером цикла. В частности, смещение пет ли и коэрцитивная сила уменьшаются с ростом номера цикла. Структуру можно вернуть к первоначальному состоянию, или повторяя термообработку, или намагничивая ее до насыщения в плоскости пленки в направлении, перпендикулярном к исход ному. Изменения, происходящие при последовательных циклах, приведены на фиг. 10. Из графика видно, что в первом цикле происходит очень сильное изменение параметров петли, а затем это изменение протекает медленнее. Прослеживание более 50 ци клов приводит к закону л-1/». Экспериментально показано [42, 62], что если экстраполировать этот закон к п —►оо и, таким об
разом, получить значение полного изменения, начиная со вто рого цикла, то оно оказывается примерно пропорциональным потерям на вращательный гистерезис.
Позже Неель предсказал [63, 64], что этим потерям должно быть пропорционально изменение в первом цикле. Действи тельно, было обнаружено [65], что такая пропорциональность выполняется даже более точно, чем в предыдущем случае. Из этих результатов ясно, почему соотношение (6) не выполняется: поскольку величина Ни есть функция числа циклов, то она ме
няется от слишком большого значения до слишком малого по сравнению с требуемой формулой (6). Отсюда же совершенно очевидно, что никакая простая модель перемагничивания с вра щением не способна объяснить наблюдаемые свойства.
Окончательным доводом в пользу последнего утверждения является большое значение для рассматриваемых систем про цесса последействия, связанного с тепловыми флуктуациями. Впервые это было отмечено Джекобсом и Коувелом [47] для маигаиатов. Эти авторы различали обыкновенное последействие (или магнитную вязкость) и необыкновенное последействие. Под обыкновенным последействием мы понимаем постепенное изме нение со временем намагниченности ферромагнитной пленки под влиянием приложенного постоянного и обменного полей. Под необыкновенным эффектом понимается изменение свойств антиферромагнитной пленки, проявляющееся в изменении об менной анизотропии. В пленках могут быть обнаружены оба эти эффекта [53, 61].
Описанные свойства наблюдались большей частью в струк турах, состоящих из наложенных друг на друга поликристаллических ферро- и антиферромагнитной пленок. Резюмируем на блюдаемые эффекты: на кривых механического момента про является однонаправленная анизотропия; имеется сдвиг петель гистерезиса, снимаемых в петлескопе; большой вращательный гистерезис остается постоянным до очень сильных полей; с уве личением номера цикла петля гистерезиса постепенно сужается и ее сдвиг стремится к нулю; большое обыкновенное и необык новенное последействия. Недавно Неель [63, 64] предложил модель, которая объясняет эти явления, по крайней мере ка чественно. В этой модели он отбросил второе предположение, использованное при написании выражения (4). Изложим кратко эту теорию без каких-либо математических деталей.
Неель рассматривает антиферромагнитный слой, охлаждае
мый в эффективном |
поле ферромагнитной пленки по аналогии |
с ферромагнетиком, |
который охлаждается от температуры |
выше его температуры Кюри в поле, меньшем коэрцитивной силы. Считается, что в результате этой термомагнитной обра ботки слой приобретает намагниченность и в области действия эффективного поля подчиняется закону Рэлея. Конечно, такая термомагнитная обработка в основном определяет направление
спинов в антнферромагнетике у границы раздела, а не намаг ниченность во всем материале.
Законы Рэлея [66] описывают свойства ферромагнетика в области полей, много меньших коэрцитивной силы. Обычно эти законы используют, когда сначала тело находится в размагни ченном состоянии, но их можно применять и при малых изме нениях поля, когда исходное состояние создано термомагнитной обработкой. Первоначально эти законы были установлены эмпи рически [67]; они утверждали, что обратимая восприимчивость линейно зависит от поля, а необратимая — квадратично. Позже было показано, что эти законы можно вывести теоретически для двух моделей [68]. Согласно одной из них, ферромагнитное тело состоит из собрания взаимодействующих мелких частиц, согласно другой, оно содержит много доменных стенок.
Неель полагает, что антиферромагнитную пленку в струк туре молено описывать подобным же образом и что эффектив ное поле ферромагнитной пленки гораздо меньше коэрцитив ной силы антиферромагнетика. Тогда можно показать, что рас сматриваемые структуры должны иметь вращательный гисте резис и могут одновременно обладать однонаправленной анизо тропией, так как только часть «намагниченности» переклю чается. Неель показал также, что между петлями гистерезиса, полученными в первом и втором периодах, должна быть большая разница и что такое изменение пропорционально поте рям на вращательный гистерезис.
Таким образом, с точки зрения качественных объяснений эту теорию молено считать весьма успешной, но предсказывае мая величина константы пропорциональности [64] почти на по рядок меньше экспериментальной, а вычисленное эффективное поле слишком близко к коэрцитивной силе антиферромагнетика, т. е. в модели есть слабые места. Ниже мы обсудим причину указанных расхоледений.
Для объяснения меньших изменений в петле гистерезиса после первого цикла Неель [64] привлекает два других эффекта, наблюдаемых в ферромагнетиках в рэлеевской области. Это эффект магнитной аккомодации (но не «сползания», которое в случае тонких пленок приобретает совершенно другой смысл [69—71]) и эффект качания петли гистерезиса (bascule). Оба эффекта описывают постепенное падение намагниченности при пов торении циклов и уплощение петли гистерезиса мелщу асимметрич ными значениями поля соответственно. Излолсенная модель Нееля действительно хорошо описывает наблюдаемые явления.
Из проведенного обсуждения совершенно ясно, почему мо дель когерентного вращения хорошо подходит для гетероген ных сплавов [50] и менее пригодна для тонких пленок. Ве роятно, в гетерогенных сплавах каждая ферроили антиферро
магнитная область может рассматриватья как действующая не зависимо от других таких же областей. Кроме того, поскольку эти области достаточно малы, то бессмысленно говорить о дви жении через них доменных стенок. Поэтому модель Коувела [50], в которой на область одного сорта действуют эффективные поля соседних областей другого типа, более или менее аде кватна. Совершенно очевидно, что это не так для поликристаллических многослойных пленочных структур даже в случае системы с антиферромагнетиком с низкой анизотропией типа Ni—NiO, поскольку эти структуры обладают многими свой ствами систем с высокой анизотропией типа Со—СоО [61]. Однако даже и это различие между пленками и гетерогенными сплавами не является совершенно однозначным. Было ука зано [64], что из модели, приводящей к законам Рэлея, вытекает и эффект магнитного последействия [74, 75]. Выше упомина лось, что обыкновенное и необыкновенное последействия были обнаружены в смешанных манганатах [47]. Отсюда вытекает, что подобные процессы могут существовать и в гетерогенных сплавах. Однако значение этого факта для теории не вполне ясно. Возможно, что простой учет эффектов тепловых флуктуа ций в модели когерентного вращения дает адекватное описание таких явлений.
Упомянутые выше расхождения между значениями, получен ными Неелем, и экспериментальными величинами, вероятно, возникают не из тех упрощений, которые использованы непо средственно в изложенной модели [64]. Скорее, они связаны с тем, что намагниченность каждой пленки считается жесткой, т. е. игнорируется изменение направлений спинов с расстоянием от границы раздела. Это почти без сомнения некорректное предположение, но, к сожалению, его трудно исправить в рам ках существующей модели. Однако Чарап и Фулкамер [75а] совсем недавно сообщили об успешном рассмотрении предель ных значений Я„ и Яс. При этом авторы считали, что указан ные величины определяются последействием.
Неель изучил вопрос о зависимости направлений спинов от расстояния до границы раздела [64] [отказавшись от первого условия, при котором выведено (4)], но он не связал эту задачу с задачей вывода законов Рэлея. Заметим, что это было бы очень трудно сделать, поскольку предположения, лежащие в основе обеих моделей, фактически взаимоисключающие. В даль нейшем в разд. III, 2 мы проанализируем эту модель парал лельно с другими родственными моделями, пока же следует отметить лишь один аспект теории, по-видимому, весьма по лезный в связи с данным обсуждением. Представляет интерес изучить новую величину: колебательный гистерезис, который отличается от вращательного, или гистерезиса 'в переменном