книги / Физика тонких пленок. Современное состояние исследований и технические применения. Т. 6

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.

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

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

поле. Эта величина измеряется так же, как и вращательный гистерезис, но вместо измерения потерь при повороте поля на 360° определяются потери при изменении направления поля на угол ф и обратно. Шленкер [76] измерила эту величину для неза­ висимых одноосных пленок и для пленок с обменной анизотро­ пией и в последнем случае получила замечательное согласие с теорией. Отсюда следует, что данная характеристика действи­ тельно чувствительна к природе механизма взаимодействия, но менее чем другие рассмотренные свойства чувствительна JK деталям процесса перемагничивания.

За последние годы в понимании природы обменной анизо­ тропии в многослойных пленочных структурах достигнуты боль­ шие успехи. Однако согласие теории и эксперимента еще далеко не удовлетворительное. На данной стадии трудно предсказать, в какой именно области можно ожидать новых достижений, но, во всяком случае, два направления исследований кажутся весьма обещающими. Прежде всего, по-видимому, необходимо внимательно изучить неоднородные однофазные системы, с тем чтобы установить, не наблюдается ли изменение петель гистере­ зиса, полученных в петлескопе; подобное изменение было не­ давно обнаружено в поликристаллических пленках. Кроме того, весьма интересно сравнить поведение поликристаллических пле­ нок со свойствами монокристаллических пленок в пленочных структурах. Для этого надо изучить структуры, в которых ферроили антиферромагиитный слой, или, еще лучше, оба слоя яв­ ляются монокристаллическими. Работа в этом направлении была начата Берковичем и Грайнером [38], исследовавшими взаимо­ действие монокристаллической пленки NiO и поликристаллической пленки Ni с помощью измерения вращательных моментов. Они нашли, что взаимодействие обусловлено комбинацией об­ менной анизотропии и эффекта механических напряжений. Ромбоэдрические искажения в NiO ниже температуры Нееля наводят анизотропию в Ni-пленке, как и в случае обменной ани­ зотропии. Было бы интересно исследовать и другие свойства этой и иных систем. Монокристаллы СоО также, по-видимому, являются интересным материалом, хотя свойства независимых

.пленок из этого вещества отнюдь не просты [51].

Совсем недавно две группы исследователей [76а, 766] изу­ чили систему, состоящую из кобальта, нанесенного на моно­ кристалл СоО, и не обнаружили сужения петли гистерезиса. Это подтверждает мысль, что для наблюдения явления антиферромагнитный материал должен находиться в рэлеевской области. В подобных опытах по изучению структур, состоящих из монокристаллического антиферромагнетика и поликристаллического ферромагнетика, имеется еще одно осложнение. Именно, надо проявлять особую тщательность, чтобы на внещ-

ней грани поликристаллической ферромагнитной пленки отсут­ ствовал слой поликристаллического окисла, который может ма­ скировать результаты опыта [77].

3.МАГНИТОСТАТИЧЕСКАЯ СВЯЗЬ ПЛЕНОК

Вэтом н следующих разделах обсуждаются эффекты взаи­ модействия между двумя ферромагнитными пленками, разде­ ленными немагнитным слоем (фиг. 11): эффекты связи магни­

тостатического происхождения, связь через микроотверстия

Фиг. 11. Два ферромагнитных слоя, разделенных немагнитной пленкой.

I, 3 —ферромагнитные слон; 2 —немагнитный слой.

различной природы и возможность существования косвенного взаимодействия. В данном разделе описываются такие магни­ тостатические взаимодействия, в которых участвует или вся пленка, или же крупномасштабные периодически расположен­ ные области пленки, а в следующем разделе рассматриваются эффекты, в которых участвуют отдельные домены или доменные стенки внутри пленок.

Простейшая форма магнитостатического взаимодействия между двумя пленками — связь через поля рассеяния. Две пленки, изображенные на фиг. 11, чтобы замкнуть поток, будут стремиться расположить свои намагниченности антипараллель­ но (фиг. 12). В результате в каждой из пленок уменьшается эффективное размагничивающее поле. Поскольку размагничи­ вающее поле обычно оказывает вредное влияние в системах памяти, структуры этого типа были немедленно предложены и изучены как потенциальные элементы памяти для ЭВМ [78—84]. Явления перемагничивания и приложения таких структур рас­ сматриваются в последних разделах обзора. В обсуждаемом случае в нулевом внешнем поле намагниченности обеих пленок всегда антипараллельны, т. е. связь отрицательная.

В первом приближении можно считать, что эта структура

Формула (7) дает разумное описание для основной области поверхности многослойной структуры; Чэнг и Бёрнс [85] улуч­ шили его, точно рассчитав размагничивающие поля и поля рас­ сеяния для эллипсоидальных пленок. Однако это описание не отражает точно картину у краев, где, как известно, для неза­ висимых пленок размагничивающее поле гораздо больше, чем это следует из эллипсоидальной аппроксимации. Для много­ слойной структуры различие между размагничивающими по­ лями в краевых областях для конфигураций с параллельными

и антипараллельными намагниченностями оказалось гораздо больше [24, 86], чем это вытекает из рассмотренной упрощенной модели.

Для взаимодействующих слоев были применены два способа расчета распределения намагниченности в области краевых по­ лей рассеяния. Вэлстин [87] полагает, что ширина краевой об­ ласти и распределение намагниченности в ней определяются коэрцитивной силой Нс. Распределение самосогласованно уста­

навливается таким, чтобы сумма внешнего и внутреннего полей равнялась Нс. Затем Вэлстин предлагает аналитическую форму для распределения намагниченности М и с помощью самосогла­

сованной процедуры определяет ее параметры. Он показывает также с достаточной убедительностью, что этот подход удов­ летворительно работает для независимых пленок.

Хорнрайх [88] считает, что отклонение от насыщения вблизи краев обусловлено кручением намагниченности; в этом случае более важным параметром является анизотропия, а не коэрци­ тивная сила. Используя метод преобразований Фурье, ранее примененный для отдельных пленок [89], Хорнрайх получил ве­ личину краевой области. Для системы из двух идентичных пле­ нок ширина краевой области равна

Метод фурье-аиализа в той форме, в которой он был приме­ нен в [90] для решения аналогичной задачи, вероятно, также мог бы быть использован для подобного расчета. Чтобы прове­ сти сравнение результатов подходов Вэлстина и Хорнрайха с

--------- - Ферромагнитный слой

опытом, необходимо исследовать пленки с достаточно различ­ ными значениями Н е и Н к (т. е. 2К/М) и реально отделить эффекты.

Стоит отметить, как подчеркивалось многими авторами, что конфигурация из магнитной пленки и кипера эквивалентна си­ стеме с магнитостатической связью. Если расстояние между пленкой и кипером составляет w, то система эквивалентна двум магнитным пленкам с зазором 2w. Если восприимчивость ки­

пера очень велика, то эквивалентная пленка идентична по своим свойствам реальной пленке. Если это не так, то кипер действует как слой с низкой намагниченностью.

Для многослойной структуры, показанной на фиг. 11, можно обнаружить и «положительную» магнитостатическую связь. У большинства веществ, напыляемых в виде поликристаллических пленок, поверхность слоя не совершенно плоская, она мо­ жет иметь вид апельсиновой кожуры. Возникающее при этом взаимодействие называется связью типа апельсиновой кожуры. Пусть топографии двух ферромагнитных пленок идеально коррелированы, что видно из схематического изображения пленок на фиг. 13. Неель [91] показал, что замыкание потока между полю­ сами на обеих пленках, как это изображено на схеме, приводит к положительной связи между намагниченностями обоих фер­ ромагнитных слоев. Для толщины промежуточного слоя 100 А и указанных на схеме длины волны и амплитуды нерегулярн<рсти энергия связи имеет резкий максимум, равный —0,01 эрг}см2.

Максимум весьма острый и быстро падает при изменении длины волны и амплитуды рельефа.

Казалось бы, что подобная чувствительность к детальным характеристикам системы 'делает рассматриваемый эффект весьма трудным для наблюдения. Действительно, эффект одно­ значно зафиксирован, по-видимому, только в одном недавнем эксперименте. В более ранних работах, в которых сообщалось об этом эффекте, могли наблюдаться и другие явления. Напри­ мер, Фельдкеллер и сотр. [92] обнаружили связь типа апельси­ новой кожуры на слоях NiFe, разделенных SiO. Промежуточ­ ный слой имел толщину 100—200 А. Однако эта работа была выполнена до публикации сообщений о других возможных ме­ ханизмах положительной связи. Поэтому исследователи не пы­ тались отделить рассматриваемый механизм от других, таких, как связь через микроотверстия. Массне [8] не обнаружил взаимодействия для слоев SiO толще 60 А; аналогичные резуль­ таты были получены для БЮг и MgF2 [2, 93]. Массив отнес по­

ложительную связь для толщин меньше 60 А к существованию дырочек в SiO или в другом диэлектрическом слое. Расхожде­ ния в значениях предельных толщин в двух разных лаборато­ риях обусловлены скорее условиями приготовления (благодаря чему пленки становятся сплошными при различных толщинах), чем различиями в процессах образования поверхностей струк­ туры SiO.

Недавно Алмази и Ан [18], изучая систему с отрицательной обменной связью, сумели отделить прямой обмен и связь через микроотверстия от эффекта апельсиновой кожуры. Они нашли, что при изменении толщины промежуточного (между пленками из ЕиО и пермаллоя) немагнитного слоя из Еи20 3 от 0 до сред­ ней величины 33 А петля гистерезиса пермаллоя смещалась от 37 Э до — 3 Э. По-видимому, в данном случае положительную связь для толщины промежуточного слоя 33 А можно объяснить только эффектом апельсиновой кожуры.

Представляет интерес структура, в некотором смысле про­ межуточная между только что описанными и рассматриваемыми на следующих страницах. Она состоит из нормальной пленки и пленки с полосовыми доменами, разделенных немагнитным слоем. Пленка с полосовыми доменами имеет компоненты на­ магниченности, нормальные к плоскости пленки и периодически меняющие свой знак [94—96]. Поэтому вблизи нормальной пленки создаются поля рассеяния, периодически меняющиеся по направлению (фиг. 14). Такой характер поля рассеяния при­ водит к ряду интересных следствий. Например [97], если направ­ ление легчайшего намагничивания в нормальной пленке и, сле­ довательно, доменная стенка в ней расположены параллельно полосам, то стенка будет стремиться быть захваченной в неко­