untersuchungen ¼ber das magnetische verhalten d¼nner schichten von ³-fe2o3 bei kurzzeitiger...
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FORSCHUNGSBERICHTE DES LANDES NORDRHEIN-WESTFALEN
Nr.ll05
Herausgegeben
im Auftrage des Ministerprasidenten Dr. Franz Meyers
von Staatssekretar Professor Dr. h. c. Dr. E. h. Leo Brandt
Prof Dr. phil. Heinrich Lange
Dr. rer. nat. Franz josef In der Smitten
DK 661.872:539.23 538.6
Institut fur theoretische Physik der Universitat Koln, Abteilungfur Metallphysik
Untersuchungen
uber das magnetische Verhalten dunner Schichten
von y-Fe203 bei kurzzeitiger Feldeinwirkung
Springer Fachmedien Wiesbaden GmbH
ISBN 978-3-663-06515-9 ISBN 978-3-663-07428-1 (eBook) DOI 10.1007/978-3-663-07428-1
Vedags-Nr. 011105
© 1962, Springer Fachmedien Wiesbaden
Urspriinglich erschienen bei Westdeutscher Verlag, Koln und Opladen 1962
Gesamtherstellung: Westdeutscher Verlag
Inhalt
A. Einleitung ......................................................... 7
B. Theoretischer Teil .............................................. . ... 8
1. Magnetisierung und Hystereseschleife bei pulvcrformigem y-Fe203 ...... 8
2. Der remanente magnetische Flufl einer y-Fe203-Schicht ................ 10
3. Modell zur Abschatzung der scheinbaren Remanenz einer y-Fe203-Schicht 10
4. Die relative Remanenz als Mafl fUr die mittlere Richtungsverteilung der Magnetisierungsvektoren in einer Schicht mit Nadeloxyd ..... . . . . . . . . .. 13
5. Zusammenhang zwischen Remanenzkennlinie und H ystereseschleifc einer pulverformigen y-Fe203-Schicht .................................... 15
6. Die mathematischen Grundlagen fUr die mefltechnische Bestimmung . . . . . 18
7. Darstellung der Remanenzkennlinie nach dem Preisach-Modell 21
C. Experimenteller Teil ................................................ 24
1. Die Bestimmung der relativen und scheinbaren Remanenz von y-Fe203 .. 24 2. Das Verhalten einer y-Fe203-Schicht bei Magnetisierungsfeldstarken unter-
halb der Sattigung ................................................ 30
3. Bestimmung der Remanenzkennlinie bei Kurzzeitmagnetisierung ........ 31
4. Die experimentelle Bestimmung der Differentialkurve bei Kurzzeitmagneti-sierung .......................................................... 42
5. Der Einllufl statistischer Remanenzschwankungen einer y-Fe20a-Schicht auf das gespeicherte Signal - Rauscheffekte . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .. 48
6. Zeitabhangige Anderungen der remanenten Magnetisierung einer y-Fe203-Schicht .......................................................... 50
7. Speicherung von Videosignalen auf einer Schicht von y-Fe203 .... . . . . .. 53
D. Schluf3bctrachtung........................................... . ...... 64
E. Literaturvcrzcichnis.................................... . ............ 67
5
A. Einleitung
Dunne Schichten aus pulverfOrmigen y-Fe20a gewinnen in den letzten Jahren bei der magnetischen Speicherung elektrischer Signale standig an Bedeutung. Mit fortschreitender Entwicklung finden sie mehr und mehr Verwendung auf den umfangreichen Gebieten der Informationsspeicherung bei Computern, bei Radarund Video-Anlagen. Das Problem dabei ist, moglichst viele Einzelsignale pro Zeiteinheit zu speichern. Zwangslaufig gelangt man dabei zu immer kurzeren Magnetisierungszeiten. Die vorliegende Arbeit will an Hand von experimentellen Untersuchungen einige Aussagen daruber machen, wie sich eine derartige y-Fe20a-Schicht speziell bei der Aufzeichnung von Videosignalen verhalt. Die dabei auftretenden Magnetisierungszeiten liegen in der GroBenordnung von 10-8 sec. Vor allem soli untersucht werden, welche Vorgange sich in der Schicht abspielen und ob sich die rein magnetischen Eigenschaften des y-Fe20a gegenuber dem Fall1angzeitiger Feldeinwirkung bereits wesentlich geandert haben. Die Untersuchungen erstrecken sich dabei in der Hauptsache auf die remanente Magnetisierung, da diese GroBe bei der Speicherung von groBer Wichtigkeit ist und sie auBerdem eine GroBe darstellt, die unabhangig von der zeitlichen Dauer des Magnetisierungsvorganges einer Messung zuganglich ist.
7
B. Theoretischer Teil
1. Magnetisierung unci Hystereseschleife bei pulverformigem y-Fe203
Die oxydischen Eisenverbindungen zeigen Halbleitereigenschaften. Sie haben eine ungleich starkere Bindung der Valenzelektronen an den Atomkern als reine Metalle.
Die magnetische Wirkung dieser Materialien ist bedingt durch
a) die Anordnung der Fe-Atome in einer kubischen Gitterstruktur,
b) die Kombination der Fe-A tome mit Atomen anderer Elemente mit hoher Elektronenaffinitat,
c) die grof3e Wechselwirkung infolge geringen Abstandes der Eisenatome. (Die Spinausrichtung wird erleichtert.)
y-Fe203 gehort zu den sogenannten »Ferrospinellen«. Das Kristallgitter des y-Fe203 kann als eine periodische Folge von Einheitszellen dargestellt werden, in denen die Kationen und die Anionen enthalten sind. Die Spine!le lassen sich durch die Forme! MeO Fe203 oder Me Fe204 charakterisieren. Me bedeutet dabei zumeist ein zweiwertiges Metal!. Der Radius der Sauerstoffionen ist wesentlich grof3er als der der metallischen Kationen. Sie bilden eine dichte Kuge!packung.
Die Kationen sitzen in den Zwischenraumen, und zwar auf folgenden moglichen Platzen:
a) Tetraederplatze (Das Kation ist von vier O-Ionen umgeben)
b) Oktaederplatze (Das Kation ist von sechs O-Ionen umgeben)
Die Kationen konnen nun in zwei verschiedenen Konfigurationen diese Platze belegen.
a) Normale Spinellstruktur; dabei sitzen die zweiwertigen Metallionen auf Tetraederplatzen, die dreiwertigen auf Oktaederplatzen.
b) Inverse Spinellstruktur; dabei sind sowohl die Tetraeder- wie auch die Oktaederplatze je zur Hiilfte mit zwei- bzw. dreiwertigen Metallionen be!egt.
Bei Magnetit (Fe304) ist die Strukturuntersuchung mit Rontgenstrahlen wegen des gleichen Streuvermogens der zwei- und dreiwertigen Fe-Ionen nicht ohne weiteres moglich. Ein gleichartiger Aufbau des Kristallgitters ist aber wahrscheinlich. Die Elementarzelle der Spinellstruktur enthalt acht Molektile. Beim Fe304 sind also 32 Sauerstoffionen und 24 Kationen in der Elementarzelle vorhanden. Bei der Aufoxydation von Fe304 zu y-Fe203 reduzieren sich acht Valenzen (Fe304) auf sechs Valenzen (Fe203). Das bedeutet: In der Elementarzelle werden 8 X 13 Eisen-
8
atome aus den Oktaederlagen heraustreten und damit 22/3 Leerstellen hinterlassen. Beim y-Fe20a enthalt also die Einheitszelle durchschnittlich nur 21 ~ Kationen (FeIII). Genauer gesagt: In jeder Einheitszelle gibt es 21 Kationen, wah rend ein weiteres Kation statistisch in den Zwischenraumen von je drei Einheitszellen streut. Dieser Gitteraufbau macht die Einfiigung sogenannter Stabilisatoren in die Gitterliicken erforderlich. Haufig verwendet man Kobaltkationen als Stabilisatoren, weil dadurch eine leichte Beeinflussung der Koerzitivkraft und damit eine Anderung der magnetischen Eigenschaften einer y-Fe20a-Schicht moglich ist. Das magnetische Moment einer oxydischen Eisenverbindung mit inverser Spinellstruktur, berechnet aus der Summe der einzelnen Ionenmomente, ergibt viel zu groGe Werte gegeniiber den experimentell ermittelten. Es muG daher eine andersgeartete Struktur vorliegen. Eine Losung dieses Problems wurde von L. NEEL gegeben. Nach ihm haben derartige Systeme eine antiparallele Ausrichtung der Ionenmomente auf den Oktaederund Tetraederplatzen. Man bezeichnet das als teilweise kompensierten Antiferromagnetismus oder »Ferrimagnetismus«. Die makroskopisch-magnetische Wirkung des Ferrimagnetismus laGt sich analog zum Ferromagnetismus durch Auftreten von Elementarbereichen erklaren. Das resultierende magnetische Moment ergibt sich aus der Differenz der unterschiedlichen Momente der Untergitter. Die magnetischen Elementarbereiche werden voneinander durch Blochwande getrennt, in denen die Magnetisierungsvektoren kontinuierlich in die Vektorrichtung der Nachbarbezirke iiberdrehen. Die Existenz WeiGscher Elementarbereiche wird von del makrophysikalischen TeilchengroGe bestimmt. Elementarbereiche und Blochwande existieren nur oberhalb der sogenannten »kritischen TeilchengroGe«. Unterhalb dieser GraGe sind die Teilchen gleichzeitig magnetische Einzelbereiche. Die nachfolgenden Untersuchungen und Messungen erstrecken sich ausschlieGlich auf Schichten von nur wenigen IJ. Dicke. Die Teilchendurchmesser liegen in der GroGenordnung von 0,1 IJ.. Nach Angaben von E. ALTRICHTER [3] ist die kritische TeilchengroGe bei nadelformigem y-Fe203 10 5 cm. Die Existenz von Blochwanden erscheint in diesem Fall fraglich. Bei der Ummagnetisierung langs der Hystereseschleife spielen daher vorwiegend Dreh- bzw. Umklappprozesse eine Rolle. Bevor die spontane Magnetisierung eines y-Fe20a-Kristalls »umklappt«, muG eine Energieschwelle iiberschritten werden, wodurch eine relativ hohe Koerzitivkraft verursacht wird. Die Hohe der Energieschwelle ist nicht bei allen Kristallen gleich; sie unterliegt vielmehr einer statistischen Verteilung. Die Energieschwelle wird durch die Kristall- oder Formanisotropie verursacht. In einer diinnen Schicht geht durch das raumliche Nebeneinander und der dadurch bedingten magnetischen Wechselwirkung ein Teil der Anisotropiewirkung verloren. Die nach auGen in Erscheinung tretende Koerzitivkraft einer y-Fe20a-Schicht laCt sich demnach durch Anderung der Volumenkonzentration oder des »Volumenfiillfaktors« je nach Bedarf in gewissen Grenzen beeinflussen. In jedem Falle verb lei ben zwischen den y-Fe203-Partikeln freie Raume, die mit einem magnetisch inaktivem Stoff angefUllt sind.
9
1m Laufe der Untersuchungen sind Messungen an verschiedenartigen Proben vorgenommen worden. Urn einen Vergleich der Ergebnisse durchfiihren zu konnen, sollen die folgenden Begriffsdefinitionen an den Anfang gestellt werden:
a) Scheinbare Remanenz J R Damit ist die auf die statistische Anordnung der Teilchen in der Schicht bezogene Remanenz der magnetischen Schleife bezeichnet.
b) Relative Remanenz h/Js Darunter wird im Gegensatz zur Remanenz des Werkstoffes die auf die Sattigungsmagnetisierung bezogene Remanenz der Oxydschicht verstanden.
c) Spezifische Remanenz hlp Das ist die Remanenz, bezogen auf die Dichte des y-Fe203 in der Schicht.
d) Spezifische Sattigungsmagnetisierung J sl p Hierunter versteht man die Sattigungsmagnetisierung, bezogen auf die Dichte des y-Fe203.
2. Der remanente magnetische FluB einer y-Fe203-Schicht
Die experimentelle Bestimmung der Magnetisierungskurve und der Hystereseschleife einer y-Fe203-Schicht ist nur begrenzt moglich. Sie laf3t sich bei quasigleichfeld- und niederfrequenter Wechselfeldmagnetisierung mit bekannten MeBapparaturen durchfiihren. Bei hochfrequenter Wechselfeldmagnetisierung stoBt die Bestimmung auf enorme Schwierigkeiten. Es ist daher bei der Untersuchung der magnetischen Eigenschaften einer y-Fe203-Schicht naheliegend, auf magnetische GroBen auszuweichen, die unabhangig von der zeitlichen Dauer des Magnetisierungsvorganges einer Messung zuganglich sind. Eine derartige Grof3e ist der remanente magnetische FluB <I>R. Magnetisiert man eine Schicht von feinkornigem y-Fe203 in Langsrichtung, so ergibt sich ein remanenter magnetischer FluB von
<I>R = BR . b . d, (1)
wobei BR die remanente Induktion, b die Schichtbreite und d die Schichtdicke ist. Der Zusammenhang zwischen der Induktion B und der Magnetisierung Jist in allen folgenden Betrachtungen gegeben durch
B = J + H.
3. Modell zur Abschatzungder scheinbarenRemanenz einer y-Fe203-Schicht
Zunachst sollen die Faktoren aufgezeigt werden, aus denen die scheinbare Remanenz einer diinnen Eisenoxydschicht hergeleitet werden kann. Da im vorliegenden FaIle sehr kleiner Teilchen Wandverschiebungen bei der Magnetisierung keine Rolle spielen - wie im Verlauf dieser Arbeit noch experimentell be-
10
wiesen wird -, k6nnen bei der Aufmagnetisierung im wesentlichen drei V organge unterschieden werden:
1. Reversible Drehprozesse bei kleinen Feldstarken vor dem Umklappen des Magnetisierungsvektors.
2. Irreversible Umklappprozesse, die erst bci Feldstarken H> HI 1 einsetzen.
3. Reversibles Eindrehen des Magnetisierungsvektors in die Feldrichtung nach dem U mklappen.
Das bedeutet einmal das Auftreten einer sehr hohen Koerzitivkraft von etwa 200-300 Oersted und damit die Moglichkeit reversibler Drehprozesse schon bei Feldstarken kleiner als He im Anfangsbereich der Neukurve. Zum anderen sind diese reversiblen Drehprozesse im Gegensatz zu den Wandverschiebungsprozessen im Bereich zwischen J = 0 und J = J R weitgehendst unabhangig von der Hohe der Magnetisierung, wie durch experimentelle Untersuchungen spater noch nachgewiesen wird. Da im mikro-kristallinen Bereich die Dreharbeit bei reversiblen Drehprozessen von der ganzen Hohe der spontanen Magnetisierung gegen die Kristallanisotropie geleistet wird, kann bei statistischer Verteilung der Anisotropierichtungen und dem technisch bedingten Abstand der Partikel voneinander keine wesentliche Anderung der Dreharbeit im obengenannten Bereich eintreten. Hieraus folgt, daB bei solchen Schichten die reversible Suszeptibilitat praktisch nicht mehr von der Hohe der Magnetisierung abhangt, solange J zwischen den Werten Null und ± ]a liegt. Damit darf, wie durch die Schirmbildaufnahmen 5-10 im experimentellen Teil sichergestellt ist, die Magnetisierungsschleife schematisch durch ein schraggestelltes Parallelogramm angenahert werden. Legt man die schematisierte Hystereseschleife in ein J-H-Koordinatensystem, so laBt sich ein Ast der Schleife darstellen durch die Beziehung
H J =-+JR.
tg IX (2)
J R ist die remanente Magnetisierung und tg IX = N i die durch die Verteilung der Oxydpartikel in der Schicht bedingte innere Entmagnetisierung. Der auBere Entmagnetisierungsfaktor kann fur die folgenden Betrachtungen vernachlassigt werden, da er in jedem FaIle klein gegenuber dem inneren ist. Nach Abb. 1 ist J R = He/tg IX. 1m Bereich zwischen der negativen (- Hs) und positiven ( + Hs) Sattigungsfeldstarke gilt damit:
(3)
Wegen der Darstellung in Form der Magnetisierungshysterese ist die Koerzitivkraft He yom Entmagnetisierungsfaktor Ni einer bestimmten Probenform unabhangig.
1 HI vgl. S. 15.
11
Abb.l
-H
/ /
V
/ /
/
/ /
I
/ //1 1 --:;;...../-'-...:~--1-~-'
I I H = Hs H = He
/
J
/ /
/
/
-J
/ /
/ /
I /
/
/
1// ( I
/ I /
I /
/
H
J = Js
1 J =-H+h
tget.
1 J = -(H + He) Nl
h=-~e Ni
Fur H = 0 ergibt sich die Magnetisierung und damit die scheinbare Remanenz zu:
(4)
Die scheinbare Remanenz ist also bei dunnen Schichten sehr kleiner y-Fe203-Teilchen abhiingig von der Koerzitivkraft He und der inneren Entmagnetisierung N i • Die innere Entmagnetisierung aber ist eine Funktion des Volumenfullfaktors Fv und der Formanisotropie der y-Fe203-Kristalle. Urn den EinfluG der Koerzitivkraft und der Formanisotropie zu ermitteln, wird der Volumenfiillfaktor zunachst so klein angenommen, daG man die y-Fe203-Teilchen weitgehendst als frei im Raum betrachten kann.
Bei einem wurfel- oder kugelformigen Oxyd darf man unter dieser V oraussetzung den Entmagnetisierungsfaktor mit N = Y:J ansetzen. In diesem FaIle ergibt sich allein eine Abhangigkeit der scheinbaren Remanenz von der Koerzitivkraft. GemaG der am Modell abgeleiteten Beziehung erhalt man:
12
]a = 3 He. (5)
Variiert man nun He (s. Abschn. C, 1), so gibt es einen Wert He = H' e, bei dem JR = Js wird. Daraus folgt: Bei kugelfOrmigen Oxyden liif3t sich durch VergroBerung der Koerzitivkraft eine Remanenzsteigerung erzielen. Es gibt jedoch einen Grenzwert H' e = Js/3, bei des sen Oberschreitung kein weiterer Anstieg der scheinbaren Remanenz erfolgt. Anders liegen die Verhaltnisse bei nadelformigen Oxydteilchen. Wegen der Formanisotropie zeigt sich neben der Abhangigkeit von der Koerzitivkraft eine starke Abhangigkeit von der Magnetisierungsrichtung. Legt man der Betrachtung Oxydteilchen mit einem Achsenverhaltnis von 10: 1 zugrunde, so ergeben sich mit Hilfe des Modells folgende Beziehungen:
a) Bei Ausrichtung der Kristalle und Magnetisierung in Richtung der Teilchenlangsachse
N = 0,02
]a = 50 He (6)
b) Bei Ausrichtung der Kristalle und Magnetisierung in Richtung der Querachse
N =0,5
]a = 2 He (7)
c) Bei statistischer Verteilung der Teilchenrichtung und beliebiger Magnetfeldrichtung
N =0,4
JR = 2,5 He (8)
Aus diesen Ergebnissen kann man nachstehende Folgerungen ziehen:
1. Bei nadelformigen Oxyden ist die scheinbare Remanenz eine Funktion der Ausrichtung der Teilchenachsen.
2. Erfolgt die Magnetisierung in Uingsachsenrichtung der Teilchen, so ist wegen der verschwindend kleinen Entmagnetisierung eine rechteckige Hystereseschleife zu erwarten.
4. Die relative Remanenz als MaG fur die mittlere Richtungsverteilung der Magnetisierungsvektoren in einer Schicht mit Nadeloxyd
Das magnetische Moment einer y-Fe203-Schicht mit nadelfOrmigen Kristallen ergibt sich allgemein zu:
M = L: (is)j . Vj. i
(9)
Darin bedeutet (is)j die Magnetisierung des j-ten Teilchens und Vj das Volumen des j-ten Teilchens.
13
Unter der in gewissen Grenzen zulassigen Voraussetzung, daB Vj = Vj+l ist, gilt I Vj = A v, wobei A die Zahl der Teilchen in der gesamten Schicht ist. Der
j
Magnetisierungsvektor des j-ten Teilchens bilde mit der Feldrichtung den Winkel %j. Seine Komponente in Feldrichtung ist dann gegeben durch
(10)
Setzt man nun noch bei allen Kristallen die gleiche Form und GroBe voraus (was durch den HerstellungsprozeB innerhalb gewisser Grenzen gewahrleistet wird), so kann man weiterhin isj = iSH! ansetzen. Es folgt daraus:
MSCHICHT A . is . v . COS %
V SCHICHT V SCHICHT
(11)
JR=Js·COS%. (12)
Die relative Remanenz ist also gleich dem raumlichen Mittelwert tiber alle vorhandenen Richtungswinkel %j.
Abb.2
14
c(H)
cCH) ECH)
irCH)
-H
c(H) ,€(H)
J
Js
-J
H
Xirr = Xdiff - Xrev
dir = dh _ [~ + ~] dH dH dH dH
dir dJ2 dJ3 dE dH = dH- dH- dH
5. Zusammenhang zwischen Remanenzkennlinie und H ystereseschleife einer pulverformigen y-Fe203- Schicht
1m Bereich positiver Feldstarkenwerte setzt sich die Grenzhysterseschleife einer Eisenoxydschicht nach Abb. 2 zusammen aus den beiden Kurvenzugen J I (H) und J 3 (H). Die Neukurve sei in diesem Bereich dargestellt durch die Funktion J2(H). Mit Hilfe einer erweiterten Modellvorstellung solI nun versucht werden, Zusammenhange aufzuzeigen, die Ruckschlusse auf die V organge in der Schicht bei kurzzeitiger Feldeinwirkung ermoglichen. Bei der Magnetisierung, entlang der Neukurve, werden bei Feldstarken H < HI zunachst nur reversible Drehprozesse die Magnetisierung J verursachen. HI ist dadurch gekennzeichnet, daS fur Feldstarken kleiner als HI die Hystereseschleife zu einer Geraden entartet. Erst bei Feldstarken groSer als HI tragen irreversible Umklapp-Prozesse in zunehmendem MaSe mit zur Magnetisierung bei. Erreicht das magnetisierende Feld die Sattigungsfeldstarke Hs, bevor es wieder auf Null reduziert wird, dann lauft die Magnetisierung entlang der Kurve J 3 (H) zum Remanenzwert J R zuruck. Die dabei auftretende Abnahme von J wird durch rucklaufige Drehprozesse verursacht. Ihr Magnetisierungsanteil ergibt sich nach Abb.2 zu:
c(H) = J3(H) -]R. (13)
Wird das Feld bereits bei einer Spitzenfeldstarke H < Hs abgeschaltet, dann durchlauft die rucklaufige Magnetisierung eine Kurve i (H), deren Steigung zumeist groSer ist als die von J 3 (H) - wie experimentelle Beobachtungen bestatigen. Fur die reversible Magnetisierung gilt in diesem Fall gemaS Abb. 2:
c(H) + E(H) = J2(H) - ir(H); (14)
ir(H) ist der von H abhangige Remanenzwert bei Magnetisierung entlang der Neukurve, solange H maximal einen Wert wesentlich kleiner als die Sattigungsfeldstarke erreicht. Der reversible Magnetisierunganteil als Funktion der Feldstarke ist somit auch noch von der auf der Neukurve gewahlten Spitzenfeldstarke hmax 2 abhangig. Diese Vorgange kann man physikalisch in folgender Weise interpretieren. Jeder magnetische Elementarbereich laSt sich durch einen Magnetisierungsvektor symbolisieren. In einer magnetisch neutralen Schicht sind die Vektoren statistisch derart verteilt, daS sich fur das gesamte System ein Minimum an magnetischer Energie ergibt. 1m Falle der remanenten Sattigungsmagnetisierung nehmen die Magnetisierungsvektoren eine V orzugslage ein, in der sie zwar in bezug auf J R
energetisch ein Optimum ergeben, das jedoch keineswegs ein magnetisches Energieminimum reprasentiert. Reversible Drehvorgange werden bei A nnaherung an diesen Zustand erschwert, weil sie mit steigender Magnetisierung in zunehmendem MaSe Energie erfordern. Bei Magnetisierung entlang der Neukurve
2 hmax zum Unterschied gegeniiber der Sattigungsfcldstarke Hs.
15
sind daher reversible Drehungen im Anfangsbereich leichter moglich als bei grof3eren Feldstarken, wo bereits irreversible Umklappprozesse merklich mit zur Magnetisierung beitragen. Es ist also zu erwarten, daf3 zwischen der reversiblen Suszeptibilitat bei J = 0 und bei J = J Reine Differenz auf tritt, die, ubereinstimmend mit dem Experiment, mit der Hohe der Magnetisierung abnimmt und fUr J = h gemaf3 der angegebenen Bedeutung von E(H) zu Null wird. Bei dem gleichen Feldstarkewert konnen sich demnach unterschiedliche reversible Magnetisierungsanteile ergeben, je nach der GroBe der schon vorhandenen irreversiblen Magnetisierung. Da nun die irreversible Magnetisierung, die durch die ideale Magnetisierungskurve charakterisiert wird, eine eindeutige Funktion von h max ist, folgt daraus zwangslaufig auch die Abhiingigkeit der reversiblen Magnetisierung von der angelegten Spitzenfeldstarke. Die Funktion E (H) beschreibt also die Abhangigkeit der reversiblen Magnctisierung der y-Fe203-Schicht von der maximal zur Wirkung kommenden Feldstarke. Sie ist daher bei der komplexen Superposition mehrerer Magnetfelder - z. B. bei Oberlagerung eines hochfrequenten V ormagnetisierungsfeldes mit einem niederfrequenten Signalfeld - von Bedeutung.
An Hand der Abb. 2 ergeben sich jetzt folgende Beziehungen, wenn als Bezugspunkt die negative Sattigungsremanenz - J R gewahlt wird:
Jl(H) = Ir(H) + c(H) + i(H), (15)
J2(H) = h(H) + ir(H) + c(H) + E(H), (16)
J3(H) = 2 h + c(H). (17)
Der in diesen Beziehungen neu auftretende Funktionswert 1;: (H) ist der von der gewahlten Feldstarke h max abhangige Remanenzwert bei Magnetisierung entlang der Hystereseschleife. ~(H) ist eine Funktion bei der Magnetisierung entlang der Hystereseschleife analog zu E(H). Zahlreiche Messungen an y-Fe203-Schichtproben ergeben mit hinreichender Genauigkeit die Beziehung:
(18)
Besonders in dem fur die Signalspeicherung interessierenden Bereich der Neukurve ist diese Gleichung gut erfullt. Gemaf3 einem Ansatz von R. GANS [7] gilt:
(19)
Obertragen auf das vorliegende Modell wird daraus:
dir = dh - r~ ~] dHdH dH + dH .
(20)
16
Differenziert man Gl. (17), so ergibt sich:
dc dJa dH = dH'
(17a)
Damit erhalt man
dir dJ2 dJa de: dH = dH - dH - dH' (20 a)
Aus Gl. (18) folgt:
dJ2 = ~ [dJI dJa] dH 2 dH + dH .
(18a)
Durch Kombination der GIn. (20a) und (18a) ergibt sich dann:
dir _ 1 [dJI dJa] de: dH -"2 dH - dH - dH' (21)
Damit ist nun ein Zusammenhang zwischen Remanenzkennlinie und Hystereseschleife einer feinkornigen y-Fe20a-Schicht gegeben. Nach den Menergebnissen (s. Abschn. C,2) darf in der Praxis zumindest in dem fur die Signalspeicherung wichtigen Bereich HI < H < Hs der Ausdruck de:JdH vernachlassigt werden. In dies em Intervall ist demnach die Zunahme der Magnetisierung im wesentlichen durch irreversible Klappprozesse bedingt. Die Beziehung [21] vereinfacht sich damit zu:
dir _ 1 [d J I d J a] dH-Z dH- dH . (21 a)
Die magnetischen Eigenschaften einer y-Fe20a-Schicht lassen sich mit Hilfe dieser Gleichung beschreiben, solange es gelingt, die Remanenzkennlinie oder besser noch deren Steigung zu bestimmen. Gelingt es daruber hinaus, fUr die Remanenzkennlinie einen expliziten Ausdruck zu hnden, so lassen sich mit Hilfe dieser Funktion exakte Aussagen machen uber den Verlauf der irreversiblen Magnetisierung in einer Eisenoxydschicht. Aus den Gl. (18) und (18a) lant sich noch folgende wichtige Beziehung herleiten:
Die Steigtmg der Neukurve im Nullpunkt ist in einer fur die vorliegenden Betrachtungen sehr guten Naherung gleich der Steigung der Hystereseschleife im Remanenzptmkt.
Aus Symmetriegrunden ist namlich fur H = 0: J'I(H) = J'a(H). Aus Gl. (18a) folgt dann sofort:
Anfangspermeabilitat bzw. Anfangssuszeptibilitat einer y-Fe20a-Probe kann also aus der Steigung der Tangente an die Hystereseschleife im Remanenzpunkt (H = 0) ermittelt werden. Das aber lant wieder darauf schlienen, dan die reversiblen Drehprozesse weitgehendst unabhangig von der Magnetisierung J sind, oder aber dan die reversible Suszeptibilitat in diesem Bereich nahezu konstant ist.
17
6. Die mathematischen Grundlagen fiir die meBtechnische Bestimmung
Die mathematische Behandlung des Magnetisierungsvorganges einer y-Fe203-Schichtwie auch seineBestimmung mit einemRingkernwandler ist sehrumstandlich und kann daher im Rahmen cler vorliegenden Arbeit nicht gebracht werden. W. K. WESTMIJZE [5] und O. SCHMIDBAUER [8] haben unter anderem diese Probleme ausfiihrlich behandelt. Es sollen hier nur kurz die wichtigsten Ergebnisse referiert werden, soweit sie fiir die Durchfiihrung und das Verstandnis der mef3-technischen Bestimmungen von Bedeutung sind. Eine diinne Schicht von y-Fe203 wird einer Wechselfeldmagnetisierung derart unterworfen, daf3 mit fortschreitender Abszisse jede Stelle kurzzeitig einem Magnetfeld ausgesetzt ist. Das Magnetfeld sei gegeben durch H = Ho cos wt, dann ergibt sich die Magnetisierung J x an einer Stelle x der Schicht zu:
]x = Jo cos wt = Jo cos 2 7tft. (22)
Darin bedeutet Jo der Scheitelwert der Magnetisierung und f die Frequenz des Wechselfeldes. Es sei v die Geschwindigkeit, mit der das magnetische Feld an der Schicht entlang gefiihrt wird. Dann ist f = vi).. = x/t . ).. und es gilt:
27tx WX ]x = J 0 cos -- = J 0 cos -.
).. v (23)
Allgemein darf die Magnetisierung iiber die Dicke (y) der Schicht als nicht konstant angesehen werden. Es besteht hier eine Abhangigkeit:
Jy=Jo·f(y). (24)
Der Bandfluf3 durch einen Querschnitt an der Stelle x der Schicht ergibt sich nunmehr zu:
d f wx <l>x = Jo . b . fey) dy . cos ~. (25)
o
Beschrankt man sich von vorneherein auf hinreichend diinne Schichten, so gilt:
wx wX <l>x = J 0 • b . d . cos - = <1>0 • cos - , (26)
v v
weil man unter dies en Umstanden fey) = const = 1 setzen kann. Die so magnetisierte Schicht kann man sich aus vielen kleinen aneinandergereihten Magneten der Lange )../2 zusammengesetzt denken. Fiir die Schicht gelten dann die Gleichungen:
J=Jr+(tJ.-1)·H,
rot~ = 0,
div 58 = div (J + H) = o.
18
(27)
(28)
(29)
Aus diesen Gleichungen leitet sich folgende Beziehung her:
~,r, = -~ grad div Jr. (30) [J.
Die Uisung dieser Gleichung gibt AufschluS uber den Feldlinienverlauf im Innern der Schicht sowie in dem die Schicht umgebenden Raum. Daraus laSt sich dann der FluS berechnen, den das Band in einem sogenannten »idealen Wiedergabekopf« [8] erzeugt. Ein idealer Wiedergabekopf besitzt folgende Eigenschaften:
1. unendlicher schmaler Spalt, 2. unendliche Ausdehnung zu beiden Seiten des Spaltes, 3. unendliche Permeabilitat.
Ein technischer Ringkernwandler erfullt diese Bedingung, wenn
1. die aufmagnetisierte Wellen lange groS gegenuber dem Spalt ist, 2. die aufmagnetisierte Wellenlange klein gegenuber der Beruhrungsfl.ache zwi
schen Wandler und Schicht ist.
Beim technischen Ringkernwandler geht auSerdem ein Teil des Flusses durch den magnetischen NebenschluS des Spaltes fUr den Wicklungsfl.uS verloren. 1m einzelnen ergeben sich nun folgende Zusammenhange.
Fur den inneren Bandfl.uS:
211" <D", x = <Do • f(A, d, [J.) . cos ~ x. (31)
Darin ist <Do der innere Schichtfl.uS fur A -+ 00, also fur sehr groSe Wellenlangen.
Der auSere Schichtfl.uS im 'freien Raum ergibt sich zu:
(32)
Man bezeichnet dies en FluS auch als »Leerlaufnutzfl.uS«.
Bei Anwesenheit eines idealen Wiedergabekopfes ergibt sich bei festem Kontakt mit der Schichtoberfl.ache der KurzschluSnutzfl.uS. Man erhalt:
211" <Dk, x = <Do • g(A, d, [J.) . cos ~ x,
wobei die Funktion g(A, d, [J.) gegeben ist durch
211" 1I"d tgh-d 1 + [J.-1tgh-
A A g(A, d, [J.) = -2-11"-- 211"
- d 1 + [J. -1 tgh - d A A
(33)
(33 a)
Befindet sich der Wiedergabekopf im Abstand a von der Schichtoberfl.ache, so kann man den Nutzfl.uS angenahert ausdriicken durch
19
(34)
Fur die Abtastung der MeBgroBen wird in der Praxis ein hochpermeabler technischer Ringkernwandler verwendet. Zwischen Schicht und Ringkernwandler besteht immer ein gewisser Abstand, bedingt durch die Oberflachenrauhigkeit der Schicht und wegen der durch die Abtastbewegung mitgerissenen Luft. Eine Magnctschicht von der Dicke d hat im Abstand a von einem hochpermeablen Abtastkopf einen FluB von:
~a = ~o . f ( ~) . g ( :) . S ( : ) . (35)
Die Funktion f ( ~) berucksichtigt die Schichtdickenbeeinflussung, g ( ~) gibt
den EinfluB des Kopfabstandes von der Magnetschicht und S ( ~ ) den EinfluB der
Breite des abtastenden Spaltes.
Wahlt man nun bei der Messung eine feste Frequenz, so wird bei glatter Schicht
oberflache g ( : ) eine Konstante. Die Funktionen f ( ~ ) und S ( ~ ) konnen gleich
eins gesetzt und damit in ihrer Wirkung ausgeschaltet werden, wenn die Schichtdicke im Verhaltnis zur Welleniange hinreichend klein und die Wellenlange im Verhaltnis zur Spaltbreite hinreichend groB gehalten wird. V nter dies en Bedingungen gilt:
<l>a '" <1>0 • \jJ ( ~ ) , (36)
wenn IjJ ( ~) den ortlichen Verlauf der Magnetisierung wiedergibt. Nach dem
Induktionsgesetz ergibt sich die im Abtastwandler induzierte Spannung zu:
Vex) = -_. w "'-~o·w· ~ IjJ - • d~a d (x) dt dt A
(37)
Der auBere FluB und die remanente Oberflacheninduktion bzw. Magnetisierung stehen allgemein in folgender Beziehung zueinander:
Br(x) = _. F(A, d, fL) . IjJ - = }r(X). ~o (x) 2 bd A
(38)
Wegen der bei GI. (35) gemachten Einschrankungen kann man F(A, d, fL) = 1 setzen. Es gilt clann:
2 bd . }r(X) = ~o . IjJ (:), (39)
20
U(x) '" - 2 bd· w. dJr(x) . dt
(40)
Wahlt man flir die Messung eine feste Sinusfrequenz, und ist liberdies die Abtastgeschwindigkeit v konstant, so wird dJrfdt = const . Jr(X) und damit:
U (x) = const . J r (x). (41)
Das magnetisierende Feld habe nun die Form H + ho sin WI t. H sei ein variables Gleichfeld, und flir ho gelte die Bedingung ho ~ H. Die Remanenz ergibt sich dann zu J r + iro sin WI t. Flir iro sin WI t gilt die Beziehung:
lrO SIn WI t = ,1.1r = - .,1.. .. . [dir] h dH H
(42)
,1.ir als Funktion des variablen Gleichfeldes H ist dann proportional der Steilheit dir/dH im Punkte H, wenn ,1.h konstant gehalten wird. Bei konstanter MeBfrequenz und fester Abtastgeschwindigkeit ist die im Ringkernwandler induzierte Wechselspannung u '" ,1.ir und somit:
u(H) '" [dir] . (43) dH H
7. Darstellung der Remanenzkennlinie nach dem Preisach-Modell
Nach PREISACH [9, 10, 11] denkt man sich die y-Fe203-Schicht zusammengesetzt aus Elementarbereichen mit rechteckiger Hystereseschleife. Jeder Elementarbereich besitzt eine individuelle Koerzitivkraft he und einen magnetischen Vorspannungswert hm, der auf Gitterstorungen und gegenseitigen Wechselwirkungen beruht. Die Werte he und hm sind yom auBeren Feld und yom Magnetisierungszustand des Oxyds unabhangig. 'In eine hm-he-Ebene ordnet man die Elementarbezirke je nach Orientierung ein (Preisach-Diagramm). Die Bereiche entgegengesetzter Orientierung trennt eine Ummagnetisierungsfront. Beim Anlegen eines auBeren Feldes verschiebt sich diese Front entsprechend der zeitlichen Anderung des Feldes. Diese Verschiebung ist wahrend des Magnetisierungsvorganges zu verfolgen und daraus die Lage der Ummagnetisierungsfront zu bestimmen, wenn der V organg beendet ist. Bei der Magnetisierung einer y-Fe203-Schicht im Spaltfeld eines Ringkernwandlers mit einer Frequenz, deren Welleniange groB gegenliber der Spaltbreite ist, laBt sich die Verschiebung der Ummagnetisierungsfront relativ einfach bestimmen. Geht man aus von einem zunachst magnetisch neutralen Material, so liegen aIle Bezirke mit negativer Orientierung im Gebiet oberhalb der he-Achse, aIle Elementarbezirke mit positiver Orientierung unterhalb. Beim Durchlaufen des Spaltfeldes wird ein gemaB der Spaltfeldverteilung anwachsendes Magnetfeld wirksam, dessen Maximum von der jeweiligen Phase des Magnetisierungsstromes abhangt. Dabei klappen aIle Bezirke urn, flir die die Beziehung h m + he ~ hmax
21
he
Abb. 3 Schematische Darstellung des Magnetisierungsvorganges entlang der Neukurve nach dem Preisach-Modell
erfiillt ist. Die Ummagnetisierungsfront ist demnach gegeben durch h m + he = hmax . Das aber ist eine Gerade, die unter einem Winkel von 45° durch die Preisach-Ebene verlauft (Abb. 3). Wird im Spaltfeld die Stelle H = h max iiberschritten, dann durchlaufen die Elementarbereiche ein Magnetfeld umgekehrter Richtung. Ein Teil der Bezirke klappt dadurch wieder in die urspriingliche Lage zuriick. Die somit verursachte neue Front hm - he = H ist eine Gerade, die senkrecht auf der ersten steht. Nach Verlassen des Spaltfeldes bleiben in einem Gebiet zwischen den beiden Geraden und der he-Achse umorientierte Bezirke zuriick, die die verbleibende Remanenz ausmachen. Das Gebiet wird als )} Remanenzflache« bezeichnet. Lage, Form und GroBe der Remanenzflache sind eine Funktion des Spaltfeldes. Nach der Ermittlung der Elementarbereiche, die die Remanenz erzeugen, bleibt nun zu bestimmen, welchen Beitrag sie liefern. Zu dies em Zweck wird in der hm-he-Ebene eine Dichtefunktion q definiert, die den differentiellen Betrag der remanenten Magnetisierung gemaB
(44)
liefert. Die Dichtefunktion beschreibt die ferromagnetischen Eigenschaften des y-Fe20a bezuglich der irreversiblen Prozesse. Zur Ermittlung der remanenten Magnetisierung ist die Dichtefunktion iiber die Remanenzflache zu integrieren. Die Darstellung im Preisach-Modell ermoglicht also eine Trennung der im Integrand enthaltenen Eigenschaften des Materials von den Einflussen des Magnetfeldes, die sich in der Lage und GroBe des Integrationsgebietes iiuBern. Sie ist daher fur die Beschreibung des magnetischen Verhaltens von y-Fe20a-Schichten im Falle komplizierter Spaltfelder (z. B. Signalspeicherung mit Vormagnetisierung oder Speicherung hoher Frequenzen) von Bedeutung.
22
Die Remanenzkennlinie einer Eisenoxydschicht bei Magnetisierung entlang der Neukurve ohne Vormagnetisierung !aBt sich in der Preisach-Ebene durch eine Folge ineinandergeschachtelter Dreiecke darstellen, tiber deren Fliichen die Dichtefunktion zu integrieren ist. Eine quantitative Bestimmung ist jedoch erst dann moglich, wenn die Dichtebelegung genauer bekannt ist. Der Versuch liegt nahe, die Differentialkurve <p' (H) = dir/dH mit der Funktion q in Beziehung zu bringen. Wie eine nahere Betrachtung zeigt, ist der Funktionswert von <p' (H) an einer beliebigen Stelle H = H* gleich dem Integral J q(he, h m) dhedhm entlang der Strecke, die die RemanenzBiiche aus der Geraden h m + he = H* herausschneidet. Bezeichnet man diese Strecke mit a(H*), so ergibt sich nach Abb. 3 folgende Beziehung:
(H *) _ he _ H* a - y2 -- y2 . (45)
Damit erhalt man nun die mittlere Dichteverteilung auf dem durch die RemanenzBache begrenzten Streckenabschnitt allgemein zu
q(H) = <p'(H)' y2 . H
(46)
Es besteht also die Moglichkeit, verfeinerte Annahmen tiber die Dichtefunktion zu machen, wenn es gelingt, die Differentialkurve experimentell zu bestimmen und explizit auszudrticken.
23
C. Experimenteller Teil
Fur die nun folgenden experimentellen Untersuchungen wird das pulverformige y-Fe20a moglichst homogen verteilt als 10 flo clicke Schicht auf einen etwa 25 flo
dicken Kunststofftrager aufgebracht. Der Kunststofftrager wird nach der Beschichtung in etwa 5 cm breite Streifen aufgeteilt. Das so erhaltene magnetische Schichtband wird speziell fur alle dynamischen Messungen verwendet. Bei statischen Messungen werden aus dem Kunststofftrager nach der Beschichtung etwa 10 cm lange und 0,5 cm breite Streifen herausgeschnitten. Die einzelnen Streifen werden dann zu einem kleinen Bundel ubereinandergeschichtet, moglichst fest zusammengepreBt und verklebt.
1. Die Bestimmung der relativen und scheinbaren Remanenz von y-Fe20a
Zur Bestimmung der relativen Remanenz client eine Experimentieranordnung, deren Prinzipschaltung aus der Abb. 4 ersichtlich ist. Das Kernstuck der Anord-
] Horizontalplatten des OszilIogra£en
Abb. 4 Apparatur zum Sichtbarmachen von Hystereseschleife (Prinzipschaltbild)
Vertikalplatten des OszilIogra£en
nung besteht aus vier Spulen; davon sind je zwei nach Art eines Transformators ubereinandergewickelt angeordnet. Die eine Doppelspule umfaGt einen Eisenkern, die andere hat in der Mitte einen Luftraum zum Aufnehmen der Probe. Durch die heiden AuGenspulen flieBt ein technischer Wechselstrom von 50 Hz.
24
Eine Briickenschaltung ermoglicht einen Stromabgleich nach Betrag und Phase. Der Strom verursacht an einem im Kreis liegenden Widerstand eine Spannung, die den horizontalen Ablenkplatten einer Braunschen Rohre zugefiihrt wird. Diese Spannung ist proportional der erregenden Feldstarke H. Wahrend des Versuches wird die Wechselstromamplitude in den Magnetisierungsspulen und damit das magnetisierende Feld schrittweise von Null bis zur Sattigung gesteigert. Die beiden Innenspulen miissen in ihren Dimensionen gleich sein. Eine der beiden nimmt wahrend des Versuches die Probe auf und dient als Abnahmespule. Die andere wird zur Kompensation des ohne Probe herrschenden Kraftflusses benotigt. Beide Spulen sind gegeneinandergeschaltet. An ihren Enden tritt daher eine Spannung auf, die dt;r durch die Probe hervorgerufenen FluBanderung proportional ist. Diese Spannung wird verstarkt, integriert und den Vertikalplatten des Sichtgerates zugefiihrt. Auf dem Leuchtschirm entsteht so eine Schar ineinandergeschachtelter Hystereseschleifen. Die Abb. 5-7 zeigen derartige Schirmbildaufnahmen von verschiedenen y-Fe20a-Proben mit kubischem Pigment. In Abb. 5 zeigt die Kurvenschar einer Schicht, deren Koerzitivkraft zu 500 Oe ermittelt wurde. Es wird eine relative Remanenz von etwa 89% erreicht. Nach der
Abb.5
schematisierten Modellvorstellung ware theoretisch ein relativer Remanenzwert von 100% zu erwarten, jedoch ohne Beriicksichtigung der wirklichen Hystereseschleifenkriimmung. Eine genauere Obereinstimmung mit dem Modell ergibt sich bei Schichtproben mit Koerzitivkraftwerten unterhalb einem Drittel des Sattigungsmagnetisierungs-
25
Abb.6
Abb.7
26
wertes. Es zeigt sich dort eine Zunahme der Remanenz mit steigender Koerzitivkraft. Die Remanenz strebt jedoch gemaG der am Modell abgeleiteten Beziehung J R max = 3 He einem Grenzwert zu. Messungen an y-Fe20a-Proben mit kubischem Pigment fuhren zu folgenden Ergebnissen. Die spezifische Sattigungsmagnetisierung der Proben wurde zu 800 (G . g-l . cma) unabhangig von der Teilchenform ermittelt. Bei konstantem Oxydgewicht (V olumenfullfaktor) ergeben sich abhangig von der Koerzitivkraft folgende MeGwerte fur die relative Remanenz:
Koerzitivkraft
He = 120 Oe He = 3000e He = 500 Oe
Gemessener Wert
h = 40% Js JR = 82% Js h = 89% Js
Theoretischer Wert
h = 45% Js h = 100% Js h = 100% Js
Bei den kubischen Oxyden mussen also zwei Gruppen unterschieden werden (Abb.8).
% h!Js
100+-----------.-------------------------
50 I 1 1 1 1 1 1
2661
100 200 300 400 500 600 700 800 Hc[OeJ
Abb. 8 Relative Remanenz als Funktion der Koerzitivkraft bei kubischem y-Fe20a
1. Gruppe .. y-Fe20a-Schichten mit He ~ 1/3 Js = 266 Oe. Bei dieser Gruppe ist die scheinbare Remanenz unabhangig von der Sattigungsmagnetisierung. Sie wird nur durch die Koerzitivkraft bestimmt.
2. Gruppe .. y-Fe20a-Schichten mit He > 266 Oe. Hier gibt es keine Abhangigkeit mehr von der Koerzitivkraft. Die Remanenz wird nahezu gleich der Sattigungsmagnetisierung.
Bei y-Fe20a-Schichten mit nadelformigen Kristallen ergeben die praktischen Messungen vollig andersgeartete Abhangigkeiten. Wahrend die scheinbare Remanenz in diesem Falle nur noch sehr gering durch die Koerzitivkraft beeinfluGt wird, zeigt sich eine sehr starke Abhangigkeit von der Ausrichtung der Magnetisierungsvektoren in der Schicht.
27
Die Abb. 9 zeigt die Hystereseschleifenschar einer Eisenoxydschicht mit ungerichteten, nadelfi::irmigen Kristallen, deren Achsenverhaltnis etwa 10: 1 betragt. Die Koerzitiv kraft der Schicht wurde zu 250 Oe ermittelt. Infolge der bereits betrachtlichen inneren Entmagnetisierung ist die Schleife geneigt, auf3erdem sind die Schleifenaste merklich gekrummt. Die relative Remanenz liegt bei etwa 60% der Sattigungsmagnetisierung. Bei einer zweiten Schichtprobe (Abb. 10) wurden die Oxydteilchen bei der Beschichtung ausgerichtet. Der magnetisierende Feldvektor weist in die Richtung der Teilchenlangsachse. Die relative Remanenz steigt auf 80% Js an. Wegcn der fast verschwindenden inneren Entmagnetisierung ist keine wesentliche Neigung der Schleife vorhanden; sie nahert sich stark der Rechteckform.
Abb.9
Die gleiche Schichtprobe wird nun senkrecht zur Teilchenlangsachse magnetisiert. Wie Abb. 11 zeigt, sinkt in diesem FaIle die relative Remanenz auf 48% Js. Auf3erdem ist die Schleife betrachtlich geneigt. In den wesentlichen Punkten bestatigen auch die Messungen an nadelfi::irmigen Oxyden die am Modell hergeleiteten Beziehungen. Einen Vergleich der gemessenen Werte mit den theoretisch ermittelten gestattet die folgende Zusammenstellung: Magnetisierung a) in Richtung cler Teilchenlangsachse b) in Richtung cler Teilchenquerachse c) in beliebiger Richtung bei statistisch
verteilten Teilchenachsenrichtungen cl) Kubische Oxyclteilchen (gem. Abb. 8)
28
Gemessener Wert ]a = 80% Js ]a = 48% Js
]a = 60% Js ]a = 80% Js
Theoretischer Wert ]a = 100% Js ]a = 62% Js
]a = 78% Js ]a = 94% Js
Abb.l0
Abb.ll
29
Fur diese MeBreihe wurden Oxyde mit einheitlicher Koerzitivkraft von 250 Oe verwendet. Bei Nadeloxyden erreicht man also durch Ausrichtung und Magnetisierung in Teilchenachsenlangsrichtung einen theoretischen Remanenzgewinn um den Faktor 1,28 gegenuber dem Fall der statistischen Teilchenachsenverteilung. Der praktisch gemessene Gewinn betragt 1,27. Gegenuber der wurfelformigen Oxydform betragt der theoretische Gewinn 1,06 und der praktisch gemessene Gewinn 1,05.
2. Das Verhalten einer y-Fe20s-Schicht bei Magnetisierungsfeldstarken unterhalb der Sattigung
Magnetisiert man Schichtproben von y-Fe20S schrittweise von Null an beginnend bis zur unterschiedlichen Spitzenfeldstarke auf und miBt dann die Remanenz in Abhangigkeit von der angelegten Spitzenfeldstarke, so erhalt man die durch die Umklappprozesse verursachte Magnetisierungskomponente ir =
cp (H) als Funktionder Feldstarke. Diese Abhangigkeit bezeichnet man als }>Remanenzkennlinie« .Verbindet man in einer Schieifenschar die Zu den jeweiligen Spitzenfeldstarken gehorenden Magnetisierungswerte, so ergibt sich die Kommutierungskurve, die in der verwendeten Naherung mit der magnetischen Neukurve ubereinstimmt. Die Ordinatendifferenz von Neukurve und Remanenzkennlinie bei gieicher Feldstarke ergibt den reversiblen Magnetisierungsanteil. Nach den vorliegenden MeBergebnissen wird diese Differenz um so geringer, je groBer die relative Remanenz einer y-Fe20S-Schicht ist. Die reversiblen Vorgange in einer Schicht hangen demnach bei kubischen Oxyden von der Koerzitivkraft, bei Nadeloxyden von der Richtungsorientierung der Teilchenachsen abo GemaB den GIn. (13) und (14) kann man aus der experimentell ermittelten Hystereseschieifenschar die Funktionen c(H) und E(H) eliminieren. Fur eine untersuchte Probe mit ausgerichteten nadelformigen Oxyden bei Magnetisierung in Achseniangsrichtung sind die Kurven in Abb. 12 graphisch dargestellt. Die Messungen zeigen, daB E (H) in dem fur die Signalspeicherung wichtigen Bereich H > Hl nur unwesentlich von Null abweicht. Auch die Funktion c(H) nimmt in diesem Bereich relativ kleine Werte an. Es uberwiegen daher bei weitem die irreversiblen U mkIappprozesse. Wahrend die Funktion c(H) bei den anderen untersuchten Proben erwartungsgemaB eine starke Abhangigkeit von der Koerzitivkraft und der Formanisotropie der Oxydkristalle zeigt, wird E(H) dadurch nur wenig beruhrt. Lediglich bei kIeinen Feldstarken zeichnet sich eine geringfugige Beeinflussung abo Bei allen Proben ist der Funktionswert von E(H) im Bereich H > Hl nahezu konstant, d. h. dE/dH darf gieich Null gesetzt werden. Der Bereich H > Hl laBt sich an Hand der Oszillogrammaufnahmen deutlich abgrenzen. Fur aIle Werte H ~ Hl entartet die Schieife zu einer Geraden, da dort die Magnetisierung ausschlieBlich aus reversiblen Drehprozessen besteht. Die Feldstiirke Hl ist in der Praxis von Bedeutung. Sie zeigt an, wie weit die remanente
30
c(H)
10
5
E(H)
/ /
,/" /
/
E(H) ---.'-'-'--'-'-20 30 40
H =Hl H =Hc
c(H)
H
Abb. 12 Funktionen c(H) und E(H), ermittelt aus der Hystereseschleifenschar einer gerichteten nadelformigen y-Fe203-Probe (Willkurlicher Ma13stab entsprechend der Oszillogramm-Skala)
Magnetisierung einer y-Fe203-Schicht durch schwache Storfelder beeinfluBbar ist. Die Kenntnis des Wertes von Hl ist erforderlich, um z. B. Aussagen zu machen tiber Kopiereffekt [1,3,8] oder Speicherung von Signalen geringer Amplitude ohne V ormagnetisierung. Die Schirmbildaufnahmen lassen auBerdem erkennen, daB die Steigung der Neukurve im Nullpunkt praktisch gleich der Steigung der Grenzschleife in den Remanenzpunkten ist. Anfangssuszeptibilitat und Anfangspermeabilitat sind aus der Neigung der Tangenten in diesen Punkten zu bestimmen. Da im Speicherungsbereich H > Hl die Funktion E(H) bei den in Frage kommenden Oxyden weitgehendst vernachlassigt werden kann, darf auch bei den iibrigen Schleifen der Schar die Steigung in den jeweiligen Remanenzpunkten praktisch gleich der Anfangssuszeptibilitat gesetzt werden. Dies ist fur die Signalspeicherung mit Vormagnetisierung (1) von Bedeutung.
3. Bestimmung der Remanenzkennlinie bei Kurzzeitmagnetisierung
Die Remanenzkennlinie laBt sich experimentell bestimmen, indem man einen mit einer y-Fe203-Schicht bedeckten Kunststofftrager mit konstanter Geschwindigkeit am Spaltfeld eines Ringkernwandlers vorbeiftihrt. Der durch die Wicklung flieBende Strom sowie die Abmessungen des Wandlers bestimmen die Starke des in der Spaltzone herrschenden Magnetfeldes. Da Material und Dimensionen des Wandlers wahrend der Messung gleich bleiben, ist die magnetische Feldstarke im
31
Spalt nur yom Strom n der Wicklung abhangig. Strom und Feldstarke sind einander proportional; der Strom kann also als MaB fiir die Feldstarke verwendet werden. Tastet man anschlieBend mit dem gleichen Ringkernwandler die remanente Magnetisierung der Schicht wieder ab, so ist die an den Wicklungsenden auftretende Spannung U gemaB der Beziehung (41) ein MaB fiir die remanente Magnetisierung der Schicht. Die Remanenzkennlinie ir = tp (H) laB t sich also zuriickfiihren auf die Beziehung
wobei U1nd die induzierte Spannung und im der Strom in der Wandlerspule ist. Diese dynamische Methode der Remanenzmessung ist die einzig mogliche zur Bestimmung der Remanenzkennlinie bei Kurzzeitmagnetisierung. Allerdings ist sie mit einer Anzahl von Fehlerquellen behaftet. Die dynamische Methode mit Ringkernwandlern ist gut geeignet fiir Relativmessungen. Dagegen erfordert eine Direktbestimmung genaue Kenntnis der Ringkern- und Wicklungsabmessungen, der geometrischen Verhaltnisse im Spalt sowie der magnetischen Eigenschaften des Ringkerns, weil diese Faktoren mit in den Proportionalitatsfaktor zwischen Strom und Magnetfeldstarke eingehen. Auch bei relativen Messungen miissen Faktoren wie Spaltfunktion etc. beriicksichtigt werden, deren Wirksamkeit im theoretischen Teil bereits behandelt wurden.
Um die MeBgenauigkeit so groB wie moglich zu halten, werden bei den Messungen folgende Grundbedingungen vorausgesetzt:
1. Glatte Schichtoberflache. Auf diese Weise wird die Funktion Konstante.
2. Moglichst geringe Schichtdicke.
3. Feste MeBfrequenz, deren Wellenlange groB gegeniiber der Spaltbreite des Ringkernwandlers ist.
4. Die Magnetisierungszeit selbst darf nur abhangen von der Vorschubgeschwin-digkeit des Schichttragers und der Breite des magnetisierenden Spaltfeldes.
Durch die Bedingungen (2) und (3) werden die Funktionen f ( ~ ) und S ( ~ ) in
ihrer Wirksamkeit weitgehend ausgeschaltet. Die MeBfrequenz darf bei allen Abhangigkeiten nicht in Erscheinung treten, da sonst zusatzliche Fehler wie Wellenlangenabhangigkeit der SchichtfluBdampfung und Wirbelstromverluste im Ringkern wandler das Ergebnis betrachtlich beeinflussen. AuBerdem besteht die Gefahr, daB bei zu hohen MeBfrequenzen die Magnetisierung nicht mehr entlang der Neukurve, sondern infolge mehrmaligen Ummagnetisieren in der Spaltzone entlang der Hystereseschleife stattfindet.
Diese Bedingung wiirde ideal erfiillt, wenn der Magnetisierungsstrom ein Gleichstrom ware und somit die Magnetisierungszeit durch die Zeitspanne gegeben ist, in welcher sich ein Schichtelement durch die Spaltzone bewegt. Leider laBt sich eine Gleichfeldmagnetisierung nicht mit einem Ringkernwandler abtasten. Als
32
MeBgroBe muG daher ein Wechselfeld verwendet werden, dessen Frequenz nicht zu tief sein darf, weil sonst der Ringkernwandler in seiner Funktion beeintrachtigt wird, und auch die MeGverstarker infolge der unteren Bandbegrenzung Fehler verursachen. Andererseits muG die Frequenz so gewahlt sein, daG die Bedingungen (3) und (4) noch erfullt sind. Fur die praktischen Messungen dudte daher eine Frequenz, deren Wellenlange 20 s (s = Spaltbreite) ist, als optimal angesehen werden. Bei den Messungen werden Ringkernwandler mit verschiedenen Spaltbreiten benutzt. Die Vorschubgeschwindigkeit des Schichttragers kann variiert werden. Die vorliegenden Untersuchungen erfolgten bei :Magnetisierungszeiten von 0,5 X 10- 4 sec und 4 X 10- 8 sec. Die Magnetisierungszeit von 0,5 X 10- 4 sec wurde erreicht mit einem Ringkernwandler, dessen Spaltbreite ca. 10 fl betrug, bei einem Schichttragervorschub von ca. 40 cm/sec. Bei der Messung wurde das normale Laufwerk einer Studiomaschine fur Magnetaufzeichnung verwendet. Der Ringkernwandler war ein ublicher Sprechkopf fLir die Aufzeichnung von Tonfrequenzen. Die Technik dieses MeGverfahrens ist bekannt und in der Literatur verschiedentlich behandelt [2, 3].
Das Erreichen einer Magnetisierungszeit von 4 X 10- 8 sec dagegen erfordert einen sehr groGen experimentellen Aufwand und ist im Grunde nur unter Zuhilfenahme einer kompletten Aufzeichnungsanlage fur Videosignale moglich. Die dabei verwendeten Ringkernwandler haben eine Spaltbreite von etwa 1-1,5 fl, die V orschubgeschwindigkeit betragt 40 m/sec. Diese enorm hohe V orschubgeschwindigkeit erreicht man dadurcn, daG die Ringkernwandler auf einer soge~annten Kopfscheibe montiert werden, die ihrerseits auf der Achse cines kleinen Synchronmotors befestigt ist. Die Umdrehungszahl des Motors und damit der Kopfscheibe betragt 15 000 pro J\Iinute. Bewegt sich nun der Schichttrager mit normaler Geschwindigkeit von etwa 40 cm/sec senkrecht zur Drehrichtung der Scheibe, so wird der auf der Scheibe montierte Ringkernwandler mit der Umfangsgeschwindigkeit der Kopfscheibe an der y-Fe20a-Schicht entlang gefuhrt. Das Spaltfeld hinterlaGt also eine magnetisierte Spur senkrecht zur Bandvorschubrichtung. Eine so magnetisierte Schicht enthalt eine Vielzahl von Magnetspuren, ahnlich angeordnet wie die Zeilen einer Buchseite. Die Breite einer Magnetspur betragt 0,2 mm. Das Abtasten einer so schmalen Magnetspur - vor allem dann, wenn es dabei um Messungen geht - erfordert besondere technische Vorkehrungen. Es mur~ dafur Sorge getragen werden, daG
a) der Ringkernwandler bei der Abtastung genau entlang der Magnetspur lauft,
b) der Ringkernwandler bei der Abtastung genau in der Mitte der Spur bleibt,
c) eine eindeutige'Zuordnung von Ringkernwandler und Magnetspur vorhanden ist,
d) der Ringkernwandler stets den gleichen c\bstand von der Schichtoberfhche hat.
Der Abtastkopf muG genau cntlang der Spur und dari.iber hinaus stets in cler 1\1 ittc dCf Spur laufen, da sonst infolge der auftretenden FluGanderung cine Verfalschung des ~lel~ergebnisses zustande kame.
33
Die eindeutige Zuordnung von Kopf zur Magnetspur ist deswegen erforderlich, weil norrnalerweise auf der Kopfscheibe vier urn 900 gegeneinander versetzte Ringkernwandler rnontiert sind. Bei nicht eindeutiger Zuordnung von Kopf zur Spur wurde infolge der Dirnensionierungstoleranzen der Kopfe ebenfalls ein Me()fehler zustande kornrnen. Urn diese Schwierigkeiten auszuschalten, ist bei der Magnetisierung und bei der Abtastung eine elektronische Steuerung erforderlich, deren Prinzip aus den Abb. 13a und 13b hervorgeht.
50 Hz
Abb.13a
50 Hz
Abb.13b
34
Schichttrager . --- --. ---rB-,----Steuerspurkopf ,/ Vorschubmotor
_ Schichttrager ---------~,---.--Steuerspurkopf "Vorschubmotor
250 Hz
Oszillator 50 Hz
Reaktanzstufe
Bei der Magnetisierung wird eine Antriebsfrequenz von 50 Hz in einen Frequenzverfunffacher eingespeist. Die so gewonnenen 250 Hz gehen an den Eingang eines Leistungsverstarkers, der die notwendige Spannung zum Antrieb des Kopfscheibenmotors liefert. Nach dem Verfunffacher wird die Frequenz abgegriffen und dann einem Aufsprechverstarker zugefuhrt. Der Verstarker liefert den Magnetisierungsstrom fur einen kleinen Ringkernwandler, mit dessen Hilfe die 250 Hz als sogenannte »Steuerfrequenz« auf die Magnetschicht aufgebracht werden. Schwankungen der Antriebsfrequenz und damit der Kopfscheibenumdrehungszahl verursachen eine Steuerfrequenzanderung und werden als soIehe wahrend des Magnetisierungsvorganges registriert und in Form der aufmagnetisierten Steuerfrequenz festgehalten.
Beim Abtastvorgang wird der Kopfscheibenmotor auf dem gleichen Wege allgetrieben wie bei der Magnetisierung. Die Verkopplung des Vorschubmotors ist jedoch komplizierter, da der Schichttragervorschub wegen der Forderungen a-c samtlichen beim Magnetisierungsvorgang aufgetretenen Schwankungen folgen muG. Die verfunffachte Antriebsfrequenz wird daher einem Zweig einer Phasenvergleichsbrucke zugefuhrt. Auf die andere Seite legt man die abgetastete und verstarkte Steuerfrequenz. Eine aus dem Phasenvergleich hergeleitete Fehlerspannung korrigiert uber eine Reaktanzstufe einen Oszillator, der nun die Antriebsfrequenz fi.1r den Vorschubmotor liefert. Kopfscheibenumdrehung und Schichttragervorschub sind so miteinander verkoppelt. Der V orschub folgt j etzt genau den Gleichlaufschwankungen bei der Magnetisierung. Der Ringkernwandler wird dadurch genau auf der Magnetspur gehalten.
Die aufgezeichnete Steuerfrequenz entspricht der Kopfscheibenumdrehungszahl. Auf eine Umdrehung kommt daher genau eine Periode der Steuerfrequenz. Jeder Stellung des auf der Kopfscheibe montierten Ringkernwandlers bezogen auf den Schichttrager entspricht somit beim Magnetisierungsvorgang ein Phasenwinkd. Infolge des Phasenvergleichs nimmt der Ringkernwandler beim Abtastvorgang wieder genau die gleiche Position zum Schichttrager ein, d. h. der Ringkernwandler ist gezwungen, mitten auf der Spur zu bleiben. Da auf3erdem nie zwei \'Vandler zugleich bei der Magnetisierung die gleiche Stellung in bezug auf die Schicht haben konnen, ist somit auch die eindeutige Zuordnung von Wandler zur Magnetspur gegeben. Damit der Ringkernwandler stets den gleichen Abstand von der Schichtoberflache hat, wird der Schichttrager unmittelbar vor der Kopfscheibe mit Hilfe einer Unterdruckvorrichtung gegen eine gekrummte Fuhrungsflache gepreGt. Die Krummung der Fuhrungsflache ist genau der Kopfscheibe angepaBt. Diese Fuhrungsflache kann nun bis auf einen beliebigen Abstand an die Kopfscheibe herangefahren und mit einer elektronischen Steuerung dort exakt festgehalten werden.
Die eigentliche Magnetisierung geschieht nun in bekannter Weise, indem der Strom durch den Ringkernwandler variiert wird. Die Messung der remanenten Magnetisierung erfolgt auch hier durch Bestimmung der Induktionsspannung an den Enden der Wandlerspule. Die Schwierigkeit besteht in der Dimensionierung des Verstarkers zur Erzeugung der Magnetisierungsstrome sowie in der Messung
35
Abb. 14 Remanenzkennlinie einer Fe203-Schicht mit gerichteten Nadelkristallen
Abb. 15 Re;nanenzkennlinie einer Fe~03-Schicht mit ungerichteten
1
liings -'-'-'-
Magnetfeldeinwirkzeit: 0,5 . 10-4 sec Mefifrequenz: 103 Hz; A = 380 [L
H 0,1 L-_.L...-__ ,-____ ~--_
I [rnA]
]a U [V]
1
/ / I ! I
10
/ /
,/"
/ /
20
-'-'-'-
Magnetfeldeinwirkzeit: 0,5 . 10-4 sec Mefifrequenz: 103 Hz; A = 380 [L
H Nadelkristallen 0,1 L-_.....J... ___ ....-_____ -,-_____ _
10 20 I [rnA]
36
20
15
10
5
Magnetfeldrichtung quer zur Teilchenachse a) Mel3frequenz: 103 Hz; A = 380 fJ. b) Mel3frequenz: 104 Hz; A = 38 fJ.
Teilchenachsen i. d. Richtung statistisch verteilt a) Mel3frequenz: 103 Hz; A = 380 fJ. b) Mel3frequenz: 104 Hz; A =38 fJ.
Magnetfeldeinwirkzeit: 0,5 . 10-4 sec
cad b
I .I / / i .I / / i / I .I
/ / ./ .I . / / .I / / / / / .. /
/ .I .I . . / / /
.I 1/ / // . / /. / .
. j // .1//./ I. ./
///. ,/,~./:/
=~~.:.::::::/ H -'-'-
1 2 3 U [rnA]
Abb. 16 Rernanenzkurvenverlauf irn Ursprung
der Induktionsspannungen, weil bei diesen Bestimmungen mit MeBfrequenzen im Mega-Hertz-Bereich gearbeitet werden muS. Die auf diese Weise gewonnenen Remanenzkurven sind in den Abb. 14-16 dargestellt. Soweit sie bei einer Magnetisierungszeit von Hinger als 0,5 X 10- 4 sec gemessen sind, entsprechen sie durchaus den statisch ermittelten Kurven. Die Kennlinien lassen deutlich die Unterschiede erkennen, die in der Sattigungsremanenz bei gerichteten Nadeloxyden infolge unterschiedlicher Magnetfeldrichtung auftreten. Typisch ist auch der Kurvenverlauf. Mit der Steigung Null kommen die Kurven aus dem Ursprung3, gehen dann nach einer starken Krummung in
3 Vgl. Abb. 16.
37
einen fast linearen Teil iiber, um nach einer nochmaligen Kriimmung4 in den nahezu waagerechten Sattigungsverlauf einzumiinden. Wegen der in der MeBapparatur auftretenden Storspannung ergibt sich in der Nahe des Nullpunktes eine gewisse Fehlmessung, die jedoch durch eine Filteranordnung nach JAUMANN [4] weitgehend ausgeschaItet werden kann. Dabei verschwindet dann auch die beim Magnetisierungsstrom im = 0 vorgetauschte Induktionsspannung. Andersgeartet erscheint dagegen bei erster Betrachtung die bei einer Magnetisierungszeit von 4 X 10-8 sec aufgenommene Remanenzkennlinie. Bei ihr scheint die Anfangskriimmung zu fehlen. Nach dem linearen Verlauf geht sie in die Sattigung iiber, fiilIt aber dann wellenfOrmig wieder abo
1200
1100
1000
900
800
700
600
500
400
300
200
100
10 20
Magnetfeldeinwirkzeit: 4 . 10-8 sec Mel3frequenz: 106 Hz; A = 40 f.L
H
30 40 50 60 70 80 I [mAerrl
Abb. 17 Remanenzkennlinien von y-Fe20a-Schichten
4 Vgl. Abb. 14 und 15.
38
Die in den Abb. 17-20 dargestellten Kurven zeigen die Remanenzkennlinien von 15 unterschiedlichen y-Fe20a-Proben. Die Oxyde sind im Remanenzwert durch Anderung des Volumenfiillfaktors und in der Koerzitivkraft durch Einbau von Kobaltkationen variiert. Bei allen Proben handelt es sich urn Nadelpigmente, die jedoch nur bei Probe 1 in Feldrichtung ausgerichtet sind. Die MeBfrequenz betragt 106 Hz. Alle Oxydschichten zeigen im Prinzip das gleiche Verhalten. Besonders hervorzuheben ist die Tatsache, daB die Oxydschicht mit den gerichteten Teilchenachsen zwar erwartungsgemaB an der Spitze liegt, daB aber Probe 2 mit statistisch verteilten Achsen durch geeignete technologische MaBnahmen bereits 85% des Remanenzwertes der Probe 1 erreicht. Die fiir die Kurzzeitmagnetisierung so dringend erforderliche hohe Sattigungsremanenz kann demnach auch bei Schichten mit statistischer Achsenrichtungsverteilung erreicht werden. Die Kurven wurden im Ursprung mit selektiven Verstarkern eingehender untersucht. Die Messungen waren wegen des apparativen Aufwandes nicht mehr sehr
]a
1200
1100
1000
900
800
700
600
500
400
300
200
100
10 20 30
Magnetfeldeinwirkzeit: 4 . to-8 sec Mel3frequenz: 106 Hz; A = 40 !.l
H
40 50 60 70 80 I [mAerrl
Abb. 18 Remanenzkennlinien von y-Fe20a-Schichten
39
1100
1000
900
800
700
600
500
400
300
200
100
10 20
Magnetfeldeinwirkzeit: 4 .10-8 sec Mel3frequenz: 106 Hz; A = 40 !L
30 40 50 60 70 80 I [mAerrJ
Abb. 19 Remanenzkennlinien von y-Fe20a-Schichten
genau. Es dad jedoch als sieher angenommen werden, daB bei den Kennlinien eine Anfangskriimmung vorhanden ist, wie spater noch experimentell nachgewiesen wird. Der wellenfOrmige Abfall der Remanenzkennlinie nach Erreichen der Sattigung ist nieht durch die magnetischen Schichteigenschaften bedingt. Er wird z. T. durch die MeBapparatur verursacht. Das zur Anzeige der Induktionsspannung verwendete Breitband-Rohrenvoltmeter miBt nur dann fehlerfrei, wenn die zu messende Spannung sinusfOrmig ist. Die Abtastung der remanenten Magnetisierung erfolgt aber mit Hilfe eines Ringkernwandlers. Da die induzierte Spannung proportional der Ableitung des Flusses ist, ergibt nur eine sinusformige FluBverteilung einen sinusformigen Verlauf der Induktionsspannung und damit fehlerfreie Anzeige. Bei Erreichen der Sattigung treten infolge der starken Kennlinienkriimmung zunehmend nichtlineare Verzerrungen auf, die wegen der differenzierenden Wirkung des Ringkernwandlers zu erheblichen Formverzerrungen der induzierten Spannung fiihren und damit MeBfehler verursachen.
40
]a UA [mVss] 1200
1100
1000
900
800
700
600
500
400
~oo
200
100
10 20 30
Magnetfeldeinwirkzeit: 4 .10-8 sec Mcl3frequenz: 106 Hz; A = 40 !.I.
H
40 50 60 70 80 I [mAerr]
Abb. 20 Remanenzkennlinien von y-Fe203-Schichten
Hinzu kommt, daG bei der Messung ohne Vormagnetisierung gearbeitet wurde. Die Signalfestlegung erfolgt daher nicht an der hinteren Spaltkante. Die Remanenz wird durch die groGte auftretende Feldstarke beim Durchlaufen des Spaltfeldes bestimmt. Eine Berechnung des Spaltfeldes ist unter der Annahme einer Schichtpermeabilitat von annahernd eins nach WESTMIJZE [5] moglich. Das Feld JaBt sich an jeder Stelle vor dem Spalt in eine Langs- und eine Querkomponente aufspalten. Der EinfluG der Querkomponente iiberwiegt im allgemeinen nur an der Schichtoberflache. Mit wachsender Feldstarke wird die Querkomponente jedoch auch in tiefer gelegenen differentiellen Schichtdicken wirksam. 1m Gegensatz zur Langskomponente wechselt die Querkomponente in der Spaltmitte ihr V orzeichen. Die Gegenphasigkeit der Querkomponenten in der linken und rechten Spalthalfte kann nun im vorliegenden Fall bei groBeren Feldstarken storend in Erscheinung treten. An den Spaltkanten wird die Feldstarke bei fI. = 1 theoretisch unendlich groB, weist aber in der Praxis wegen der endlichen Kantenabrundung nur ein endliches Maximum auf. Das an der ersten Kante auftretende Maximum
41
legt den Magnetisierungszustand fest, der aber durch das gegenphasige Maximum der zweiten Spaltkante mehr oder weniger stark kompensiert werden kann. Dieser Effekt ist abhangig von der Signalstromstarke und durfte daher mit fUr den wellenfi::irmigen Verlauf der Kennlinie im Sattigungsbereich verantwortlich sein. AuBerdem ki::innte eine Verstarkerubersteuerung AniaB zum obigen Effekt geben. Dieser Punkt scheidet jedoch aus, da die Verstarker entsprechend dimensioniert waren und auBe~dem der Strom durch die Wandlerspule wahrend des MeBvorganges standig auf einem Leuchtschirm kontrolliert wurde.
4. Die experimentelle Bestimmung der Differentialkurve bei Kurzzeitmagnetisierung
Der Kurvenverlauf der Remanenzkennlinie laBt sich genauer erfassen durch Bestimmung der Differentialquotienten tp' (H) = dir/dH als Funktion der Feldstarke H. Experimentell kann man diese Differentialkurve in groBer Annaherung auf folgende Weise bestimmen. Die Remanenzkennlinie wird magnetisch Punkt fur Punkt abgetastet und die Steigung in jedem Punkt dadurch bestimmt, daB man die jeweilige Magnetisierungsfeldstarke H urn einen sehr kleinen Betrag ~H andert und die damit verbundene Anderung der remanenten Magnetisierung ~ir als Funktion der Feldstarke miBt. Je enger die MeBpunkte beisammen liegen, und je kleiner die Variation ~H ist, urn so genauer laBt sich die Differentialkurve veri6zieren. Bei der experimentellen Bestimmung der Differentialkurve von y-Fe203 verwendet man zwei getrennte Magnetfelder, ein schrittweise wachs en des Gleichfeld fur die punktweise Abtastung der Kennlinie und ein kleines iiberlagertes Wechselfeld konstanter Amplitude zur Erzeugung von ~H. Die im Wandler induzierte Spannung ist dann proportional ~ir und weil ~H = const, auch proportional ~ir/~H . Bei genugend kleiner Amplitude von ~H ist dieser Ausdruck gleich tp' (H) zu setzen. Die gesamte Differentialkurve kann so punktweise ermittelt werden. Die Abb. 21 und 22 zeigen gemessene Differentialkurven zweier Schichtproben bei einer Feldeinwirkzeit von 0,5 X 10- 4 sec. Die Abb. 21 zeigt die Kurven eines gerichteten Nadeloxyds. Die Kurve a wurde bei Magnetisierung in Richtung der Teilchenlangsachse ermittelt. Kurve b zeigt die Verhaltnisse bei Magnetisierung in Richtung der Querachse. 1m Maximum, das entspricht etwa dem Feldstarkewert H = He, unterscheiden sich die beiden Kurven urn den Faktor 1,52. Fur ein Oxyd mit gerichteten Nadelkristallen kann im Punkte H = He die Gl. (21) vereinfacht werden zu
dJl dH H - He = "2 . dH '
da in diesem Punkte sowohl dJ3/dH wie auch de:/dH gleich Null gesetzt werden ki::innen. Nach Gl. (3) der vereinfachten Modellvorstellung folgt daraus:
di r 1 H -=---dH 2 N
42
h 2500
2000
1500
1000
500
/-. . \ I . . I I .
. \ I .-'" \ I .I \"\.
Magnetfeldeinwirkzeit: 0,5 . 10-4 sec Mel3frequenz: 103 Hz; A = 380 fL
./ \ "" /1 '"." / . "- '-........ / '-........---. 1/ -........ __ .::-·-fangs
t/ '- quer )
H
5 10 15 I [rnA]
Abb. 21 Differentialkurven einer y-Fe203-Schicht mit gerichteten Nadelkristallen
Fur H = He ergibt sich dann auf Grund von Gl. (4):
dir = 2- . He = 2- h. dHH~Hc 2 N 2
Nach der theoretischen Modellvorstellung unterscheiden sich ] R bei Liingsachsen- und Querachsenmagnetisierung urn den Faktor 1,60. Urn den gleichen Faktor miiBten sich auch theoretisch die beiden Differentialkurven in ihren Maxima unterscheiden. Der praktisch gemessene Wert liegt also nur 5% unter dem auf Grund der Modellvorstellung zu erwartenden. Die Abb. 22 zeigt die gleichen Kurven einer y-Fe203-Schicht mit statistisch verteilten Teilchenachsen. Die beiden Kurven sind, wie zu erwarten, innerhalb der MeBgenauigkeit identisch. Bei einer Magnetisierungszeit von 4 X 10-8 sec konnte die punktweise Bestimmung der Differentialkurve wegen der Beschaffenheit der dazu verwendeten Ringkernwandler nicht ohne Gefahr einer eventuellen Zerstorung der Wandlerspule durchgefuhrt werden. Die Messung wurde nach dem gleichen Prinzip, aber mit einer modifizierten Magnetfeldanordnung durchgefiihrt, die zudem noch den V orteil einer kontinuierlichen Kennlinienabtastung mit sich bringt. Die Rolle des schrittweise anwachsenden Gleichfeldes iibernimmt bei der Magnetisierung ein kontinuierlich ansteigender, sagezahnfOrmiger Strom niedriger Folgefrequenz (15 kHz). Ihm iiberlagert ist ein Wechselstrom sehr hoher Frequenz (2 MHz), mit wahlbar kleiner aber konstanter Amplitude zur Erzeugung von ~H. Die Kennlinie wird also in periodischem Wechsel fUnfzehntausendmal
43
1000
500
/'''' 1('''\
/,. \\ l \\ ~ .. i \\
.~ \\. l '" "'-.
Magnetfeldeinwirkzeit: 0,5 . 10-4 sec MeBfrequenz: 104 Hz; A = 38 (J.
l '", "-. /; '~''-.. .
/" ' ___ .--' __ AbsZ1SSennchtung
_ --'- Ordinatenrichtung
H
5 10 15 I [rnA]
Abb. 22 Differentialkurven einer y-Fc203-Schicht mit ungerichteten Nadelkristallen
pro Sekunde jeweils an etwa 130 Punk ten auf ihre Steilheit hin iiberpriift. GemaB der zu Beginn dargelegten Oberlegung ist die im Ringkernwandler induzierte Wechselspannung proportional tp' (H). Da jede Periode des iiberlagerten Wechselstromes infolge des kontinuierlich anwachsenden Sagezahns auf eine andere Stelle der Kennlinie trifft und damit eine andere Steilheit vorfindet, ist die Hiillkurve der induzierten Spannung demnach ein getreues Abbild der Kennliniensteilheit in den einzelnen Punkten. Gibt man diese Spannung auf einen Oszillographen, der mit der Folgefrequenz der Sagezahnspannung getriggert ist, so laBt sich die Hullkurve sichtbar machen. Eine derart ermittelte Differentialkurve einer y-Fe203-Schicht mit gerichteten Nadelkristallen ist als Schirmbildaufnahme in Abb. 23 dargestellt. An Hand dieser Schirmbildaufnahme liiBt sich nun nachweisen, daB tp' (H) an der Stelle H = ° ebenfalls den Wert Null annimmt. Das aber bedeutet: Die Remanenzkennlinie geht mit der Steigung Null durch den Koordinatenursprung. Die bei der Direktmessung der Remanenzkennlinie infolge der Storspannung nicht zu Tage tretende Anfangskriimmung ist damit eindeutig nachgewiesen. Der bei der experimentellen Direktbestimmung der Kennlinie sich ergebende wellenformige Abfall nach Erreichen der Sattigung schliigt sich in der ermittelten Differentialkurve nicht mehr nieder. Der zur Magnetisierung benotigte Sagezahnstrom erreichte in der Spitze nur 35 rnA. Dieser Strom reicht nach Abb. 17 gerade aus, urn die Schicht bis an die Sattigung zu magnetisieren. Das Gebiet des wellenfOrmigen Abfalls ist demnach bei der Ermittlung der Differentialkurve noch nicht erreicht worden. Versuche, die Differentialkurve mit Spitzenstromen von 50, 75 und 100 rnA zu
44
Abb. 23 Dynamisch ermittelte Differentialkurve einer y-Fe203-Schicht mit gerichteten Nadelkristallen
45
ermitteln, fuhrten dann auch zu periodischen Einbruchen in der Hullkurve, die dem Wellenverlauf der Kennlinie in der Abb. 17 genau entsprechen. Bei dieser Art der experimentelIen Ermittlung ist es zweckmaBig, mit Hilfe einer sogenannten »Klemmschaltung« [6] dafiir Sorge zu tragen, daf3 Kennlinienursprung und Anstiegsbeginn des Sagezahns koinzidieren. Infolge der Verwendung von C-gekoppelten Verstarkern zur Erzeugung des Magnetisierungsstromes stellt sich namlich ohne diese MaGnahme das Feld H = 0 erst bei einem von der Spannungs- bzw. Stromform abhangigen Mittelwert ein. Die Remanenzkennlinie wurde demzufolge teilweise im negativen und teilweise im positiven Bereich abgetastct. Urn die Kenniinie unter diesen Umstanden bis in den Sattigungsbereich zu uberpriifen ist eine viel graGere Sagezahnamplitude erforderlich. Die Hiillkurve kann durch Spitzengleichrichtung in einen kontinuierlich verlaufenden Spannungszug umgeformt werden. Nach der Gleichrichtung besitzt dann die Hullkurvenspannung die gieiche Folgefrequenz, wie der zum Abtasten der Kennlinie benutzte Sagezahnstrom.
Der Hi.illkurvenverlauf Iegt nun folgenden Ansatz nahe:
di r U(H) "'-'- = acosw(t-to) + bcos3w(t-to) + ccos 5 wet-to) +... (47)
dt Dabei ist to der Zeitpunkt, an dem die MeGfeldstarke den steilsten Teil der Remanenzkennlinie durchiauft. Das ist gerade dann der Fall, wenn H = He. Betrachtet man den V organg jeweils nur wahrend einer Zeitperiodc des Sagezahns, so wird w = 2 7t. Es folgt:
di r - = a cos 2 7t(t -- to) + b cos 6 7t(t - to) +c cos 10 7t(t - to) + ... (48) dt
Die Koeffizienten kannen durch Oberwellenanteilmessung der gieichgerichteten Hullkurvenspannung experimentelI ermittelt werden. Wegen des sagezahnfOrmigen Verlaufs des magnetisierenden Feldes gilt: H = P . t. Unter dieser Voraussctzung wird t - to = IIp(H - He). Es folgt:
-=- acos-(H-He)+ bcos-(H-He) +ccos-(H-He)+ ... (49) dir 1 r 27t 67t 107t ] dH P p p P
Durch Integration dieser Gleichung erhiiIt man schlieGlich eincn analytischen Naherungsausdruck fur die Remanenzkennlinie, in dem GraBen auftreten, die einer experimentellen Bestimmung zuganglich sind.
ir(H- He)=
=- aSln-(H - He) +- b s1l1-(H- He) +-csln-(H- He)+ ... (50) 1 [ . 27t 1. 67t 1 . 107t ]
27t P 3 P 5 P
AIle in dieser Gieichung auftretenden Faktoren kannen selbst bei extrem kurzer Feldeinwirkzeit an einer beliebig niederfrequenten Hi.illkurvenspannung gemessen werden. Anderungen in der Kurvenform und -steilheit lassen sich auf diesem Wege registrieren und nachweisen. Mit Gl. (49) ist bis auf den Faktor 1/2 i die Funktion f(H) und damit die Verteilung der irreversiblen Umklappprozesse auf
46
die magnetisierende Feldstarke mit guter Annaherung gegeben. Nach Gl. (50) laf3t sich die Remanenzkennlinie einer y-Fe203-Schicht auch bei Kurzzeitmagnetisierung allgemein durch eine Potenzreihe angenahert darstellen.
(51)
Dieses Ergebnis steht rein formell in Obereinklang mit den Untersuchungen anderer Autoren [3, 8] iiber die Speicherung niedcrfrequenter Vorgange. Die dort giiltigen GesetzmaBigkeiten konnen daher sinngemaS auf die Speicherung hochfrequenter Signale iibertragen werden. Nach der Schirmbildaufnahme in Abb. 23 zeigt die an einer y-Fe203-Schicht mit gerichteten Nadelkristallen ermittelte Differentialkurve <p' (H) nach anfanglichem Anstieg eine kleine Einsattelung. Sie steigt danach weiter an und durchlauft schlieSlich ein Maximum. Die Remanenzkennlinie muS demnach an der Stelle der Einsattelung in ein geradliniges Stiick konstanter Steigung iibergehen und an der Extremstelle einen Wendepunkt durchlaufen. An diesen beiden Stellen wird daher die Formverzerrung bei der Signalspeicherung klein sein. Magnetisiert man also die Schicht mit einem kontinuierlich wachsenden Gleichfeld, dem ein sinusformiges Wechselfeld konstanter Amplitude iiberlagert ist, so wird der kubische Klirrfaktor, in Abhangigkeit yom vormagnetisierenden Gleichfeld gemessen, zwei Minima durchlaufen. Die in Abb. 24 dargestellten Kurven bringen die experimentelle Bestatigung. Die Ermittlung der Kurven erfolgte bei Magnetisierung in Richtung der Teilchenlangs- und -querachse.
k3 [%]
12
10
8
6
4
2
I
I i
. \
\ \ ~---\. \ /'./ ~. ".---.---._. quer
'--"\.1 ~ -'-'-'-. ./ .~
H
5 10 15 20 I [rnA]
Abb. 24 Kubischer Klirrfaktor einer y-Fe203-Schicht als Funktion der rnagnetischen Feldstarke
47
Aus den bisherigen experimentellen Ergebnissen kann folgendes geschlossen werden:
1. Die bis zu Feldeinwirkzeiten von 10-8 sec gemessenen Kennlinien zeigen keine wesentlichen Unterschiede im Kurvenverlauf gegeniiber langen Einwirkzeiten, soweit es sich bei der Untersuchung urn die gleiche Oxydschicht handelt.
2. Auf Grund der Gl. (21) darf damit festgestellt werden: Die untersuchten Schichten zeigen bei Feldeinwirkzeiten bis zu 10-8 sec keine zeitabhangigen Anderungen ihrer magnetischen Eigenschaften, die zu Formanderungen der Magnetisierungskurve fiihren. Die Permeabilitat einer pulverformigen y-Fe20a-Schicht ist zumindest bis 10 8 Hz frequenzunabhangig.
Dieses Ergebnis stimmt iiberein mit den Resultaten, die sich bei Messung der Anfangspermeabilitat an Fe20a-Proben im Dezi- und Zentimeterwellenbereich mit Hilfe von Mef31eitungen ergeben. Nach einem von R. EICHACKER [12] angegebenen Diagramm bleibt der relative Permeabilitatswert fLl flO = fL' - i fL" bei Fe20a nahezu konstant bis zu Frequenzen von 8 X 108 Hz. 1m Bereich hoherer Frequenzen tallt dann der Permeabilitatswert mit l/f abo Die Messungen zeigen, daB der magnetische Verlustfaktor fL" I fL' bei niedrigen Frequenzen nur sehr wenig variiert und kleiner als 0,01 ist. 1m Frequenzbereich iiber 800 MHz steigen die Verluste stark an [13]. Die Frequenzabhangigkeit der Anfangspermeabilitat ist noch eine Funktion des Permeabilitatswertes. Mit kleiner werdender Permeabilitat reicht die Frequenzunabhangigkeit von fL bis zu weit hoheren Frequenzen. Die Zusammenhange sind von J. L. SNOEK [14] naher untersucht worden.
5. Der EirtfluB statistischer Remanenzschwankungen einer y-Fe20a-Schicht auf das gespeicherte Signal - Rauscheffekte
Prinzipiell ist eine y-Fe20a-Schicht, wenn sie zuvor noch keiner Magnetisierung unterzogen wurde, frei von Remanenz. Sie kann somit in einer Wandlerspule auch keine Spannung induzieren. Praktisch ist aber dieser Fall nie gegeben, da sich die Schicht aus einer Vielzahl spontan magnetisierter WeiBscher Elementarbereiche zusammensetzt, deren Magnetisierungsvektoren keineswegs in idealer Unordnung verteilt sind. Die y-Fe20a-Partikel verursachen somit ortlich verschiedene differentielle SpannungsstoBe, wenn die Schicht an einer Wandlerspule entlang gefiihrt wird. Man bezeichnet diesen Effekt als Grund- oder Ruherauschen. Dariiber hinaus zeigt sich ein mit der Magnetisierung der Schicht gekoppelter Rauscheffekt, das sogenannte Modulationsrauschen. Dieses Rauschen entsteht erst im Augenblick der Magnetisierung und verschwindet wieder bei Entmagnetisierung der Schicht. Dieser Effekt iiuBert sich darin, daB sich spiegelbildlich zum aufmagnetisierten Nutzsignal zwei Seitenspektren ausbilden, deren 1ntensitat und spektrale Zusammensetzung von der Frequenz des Nutzsignales abhangen. Beide
48
Rauscheffekte sind von der Speicherung niederfrequenter Signale her bekannt und werden in der Fachliteratur ausfiihrlieh behandelt [1, 15].
Auch bei der Speicherung hochfrequenter Signale sind beide Effekte nachweisbar. Zusatzlich muB man hier den ortsabhangigen Remanenzschwankungen, verursacht durch inhomogene Verteilung der y-Fe20a-Partikel oder durch Unebenheiten der Schichtoberflache, besondere Aufmerksamkeit zuwenden. Trotz aIler technologischer V orkehrungen bei der Herstellung der Schichten lassen sieh Inhomogenitaten in der Verteilung der Oxydpartikel nieht vermeiden. Die Folge davon sind Remanenzschwankungen, die beim Abtastvorgang Fremdspannungen induzieren und somit Storsignale verursachen. Sie iiberlagern sich den bei der Magnetisierung gespeieherten Nutzsignalen und verfalschen diese unter Umstanden erheblich. Die Storsignale sind in Amplitude und Frequenz, bedingt durch ihre Entstehung, statistisch gestreut und auBern sich allgemein als Rauschen. Auch Unebenheiten der Schichtoberflache verursachen einen dem Nutzsignal uberlagerten Rauscheffekt. Der auBere FluB der Magnetschicht wird zufolge der
Funktion g ( :) durch Unebenheiten standig geandert. In der Wandlerwicklung
wird dadurch ebenfalls eine zusatzliche Spannung induziert, die eine Verfiilschung der Nutzsignale mit sieh bringt. Genauere Kenntnis der den Rauscheffekt verursachenden Faktoren gehort im weiteren Sinne zur Untersuchung der magnetischen Eigenschaften einer y-Fe20a-Schieht. Experimentell ist es schwierig, den durch Schichtinhomogenitaten verursachten Rauschantcil vom Oberflacheneffekt zu trennen. Es wurden Relativmessungen und mikroskopische Oberflachenuntersuchungen durchgefiihrt, die jedoch zu keinem eindeutigen Resultat fiihrten. Aus diesen langwierigen Untersuchungen kann bisher nur geschlossen werden, daB beide Faktoren den Rauscheffekt gleieh stark beeinflussen. Der SchluB folgt aus nachstehenden Beobachtungen:
a) Zwischen den Rauschmessungen und den mikroskopischen Oberfliichenuntersuchungen besteht kein eindeutiger Zusammenhang.
b) Die gleiehe Magnetschieht zeigt bei unterschiedlicher Oberflachenbehandlung unterschiedliehe Rauschwerte.
c) Magnetschichten unterschicdlicher HersteIlung zeigen trotz gleieher Ober-f1achenbehandlung voneinander abweiehende Rauschwerte.
Nach diesen Versuchsergebnissen laBt sich zwar das Rauschen einer y-Fe20aSchieht durch gecignete technologische MaBnahmen herabsetzen. Der ElIekt kann jedoch nieht vollig zum Verschwinden gebracht werden, wegen des strukturellen Aufbaues einer solchen Schicht. Jedem in Form einer remanenten Magnetisierung gespeiehcrten Nutzsignal ist daher stets eine storende Rauschamplitude uberiagert. Es andert sieh die Nutzsignalamplitude in dem MaBe, wie sich der jeweilige Sattigungsremanenzwert ortlieh verschieden entweder vergroBert oder verkleinert. Der Grad der effektiven Storung ist demnach wesentlich von zwei Faktoren abhangig, und zwar
49
1. von der moglichen Amplitude des gespeicherten Nutzsignales, d. h. yom Sattigungsremanenzwert der Schicht,
2. von der Flache, die das Nutzsignal zur Speicherung bcnotigt.
Das Rauschen einer y-Fe203-Schicht ist nach den bisherigen Darlegungen ein flir die Schicht spezifischer StiJreffekt, der stets nach unten hin durch eine endlich groBe Amplitude begrenzt ist. Je groBer demgegeniiber die Nutzsignalamplitude, urn so weniger macht er sich bemerkbar. Entscheidend ist also das Verhaltnis Nutzamplitude zur Rauschamplitude, der sogenannte Rauschabstand. Durch Oberflachenbearbeitung und homogenen Schichtaufbau gelangt man zwar zu einer Verbesserung des Rauschabstandes, entscheidend ist aber letztlich der Sattigungsremanenzwert der Schicht, wei I dadurch die mogliche GroBe des Nutzsignales bedingt ist. Daher die Forderung nach Schichten mit moglichst hoher remanenter Sattigungsmagnetisierung. Die Verfalschung eines Signales durch Rauschen wird naturgemaB auch urn so stCirender, je enger die Einzclsignale aneinanderriicken. Es wachst namlich die Gefahr, daB eine magnetische Fehlstelle gerade die Hache einnimmt, die zur Speicherung eines Einzelsignales erforderlich ist. In einem solchen Faile wird dann das Signal als Ganzes gestort oder vielleicht iiberhaupt nicht gespeichert. 1m Faile kurzer Feldeinwirkzeiten kommt noch erschwerend hinzu, daB sich eventuell die magnetischen Schichteigenschaften in Abhangigkeit der Einwirkzeit andern konnten und daher die Amplitude des Nutzsignales schon beim Magnetisierungsvorgang erheblich verringert wiirde. In diesem Zusammenhang gewinnen die Schichten an Bedeutung, die selbst bei extrem kurzen Magnetisierungszeiten keine Anderung der magnetischen Eigenschaften aufweisen.
6. Zeitabha.ngige Anderungen der remanenten Magnetisierung einer y-Fe203-Schicht
Bei y-Fe203-Schichten beobachtet man ahnlich wie bei anderen ferromagnetischen Werkstoffen zeitabhangige Nachwirkungseffekte. Diese Effekte sind vielfach noch abhangig von der Temperatur, der Magnetisierungsintensitat und der Wellen lange des gespeicherten Signals. Allgemein kann man diese Erscheinungen auf eine Storung des thermischen Gleichgewichtes zuriickfiihren, die sich nach und nach durch Diffusionsvorgange ausgleicht. Eisenoxydschichten mit hohem Gehalt an Kobalt-Fremdkationen zeigen einen verhaltnismaBig groBen Nachwirkungseffekt. Die Vermutung liegt daher nahe, die l\:achwirkungserscheinungen bei einer y-Fe20a-Schicht auf Platzwechselvorgange der Fremdkationen im Kristallgitter zuriickzufiihren. Diese V organge erfolgen mit einer bestimmten endlichen Geschwindigkeit, die eine Zeitabhangigkeit zur Folge hat. An einer y-Fe20a-Schicht beobachtet man im wesentlichen zwei zeitabhangige Effekte.
1. Abnahme der remanenten Magnetisierung, 2. Zunahme des Kopiereffektes.
50
Bei genauen Messungen der remanenten Magnetisierung einer Eisenoxydschicht stellt man eine Abnahme der Remanenz mit der Zeit fest. Besonders bei kubischen Oxyden tritt der Effekt deutlich zutage, wahrend er sich bei nadelformigem y-Fe203 in sehr geringen Grenzen bewegt und infolgedessen nur mit auBerst exakten Messungen nachweis bar ist. Die zeitabhangige Remanenzabnahme ist dariiber hinaus noch eine Funktion des remanenten Schichtflusses. Bei kleinen Werten des remanenten Flusses ist die Abnahme starker als bei groBen FluBwerten. Auch hier zeigen kubische Oxydkristalle einen groBeren Effekt als nadelformige. Nach dem Modell zur Abschatzung der Remanenz einer y-Fe203-Schicht ist die unterschiedliche GroBe des Effektes bei kugel- und nadelfOrmigen Oxyden zu erwarten. Danach ist die remanente Magnetisierung bei kugelformigem y-Fe203 eine Funktion der Koerzitivkraft. Die Koerzitivkraft aber steht in einem unmittelbaren Zusammenhang mit dem Gehalt an Kobalt-Fremdkationen im Kristallgitter. Platzwechselvorgange der Co-Kationen beeinflussen also direkt die remanente Magnetisierung der Schicht. Andersgeartet sind die Verhaltnisse bei nadelformigen Oxyden. Nach der Modellbeziehung ist die Remanenz hier in erster Linie eine Funktion der Formanisotropie, wahrend die Abhiingigkeit von der Koerzitivkraft nur geringfiigig in Erscheinung tritt. Diffusionsvorgange der Fremdatome im Gitter konnen sich daher kaum auf die remanente Magnetisierung auswirken. Der Absolutwert der Remanenzabnahme ist abhangig von der GroBe der thermisch bedingten Diffusion der Fremdkationen, bezogen auf die irreversible Magnetisierung. Sie ist also eine Funktion von Hel JR. Bei konstanter Temperatur ist daher eine Verringerung der Remanenzabnahme mit zunehmender Hahe der irreversiblen Magnetisierung zu erwarten, wie experimentelle Beobachtungen bestatigen. GemaB Gl. (4) der vereinfachten Modellvorstellung ist das Verhiiltnis Hel J R gleich dem inneren Entmagnetisierungsfaktor N i . Die zeitabhiingige Remanenzabnahme einer y-Fe203-Schicht ist somit eine Funktion von N i . Allgemein ist daher die remanente Magnetisierung einer Schicht aus nadelfarmigen Oxydpartikeln bei hohem Co-Gehalt weitaus stabiler als die einer Schicht mit kugelformigem Oxyd. Experimentelle Untersuchungen zeigen, daB auch mechanische Beanspruchung der y-Fe203-Schicht zu einer Abnahme der remanenten Magnetisierung fiihren kann. Wird z. B. eine y-Fe203-Schicht mit kugelfarmigem Oxyd nach der Magnetisierung mit einem Ringkernwandler abgetastet, so stellt man mit zunehmender Zahl der Abtastungen einen Remanenzverlust fest. Den gleichen Effekt beobachtet man auch dann, wenn die magnetisierte Schicht wiederholt tiber eine scharfe Kante gezogen wird. Eine Schicht mit nadelfOrmigem Oxyd dagegen weist derartige Erscheinungen nicht oder nur in sehr geringem MaBe auf. Bei einem entsprechenden Versuch wird eine Schicht gerichteter Nadelkristalle mit einem frequenzmodulierten Magnetfeld in Richtung der Teilchenlangsachse magnetisiert. Die remanente Magnetisierung wird anschlieBend wiederholt mit einem rotierenden Ringkernwandler abgetastet. Dabei wird die remanente Magnetisierung der Schicht und
51
die dem gespeicherten Signal iiberlagerte Rauschamplitude gemessen. Bis zu 170 Abtastungen ist keine merkliche Abnahme der remanenten Magnetisierung festzustellen. Die Rauschamplitude andert sich dabei nur unwesentlich. Man beobachtet lediglich eine leichte Veranderung in der spektralen Zusammensetzung des Rauschens. Mit zunehmender Zahl der Abtastungen treten Frequenzen im unteren Bereich starker in Erscheinung. Die mechanische Beanspruchung der Schichtoberflache wahrend der wiederholten Abtastungen hat offensichtlich in dies em Falle keine merklichen Folgeerscheinungen. Urn so bedeutsamer ist die Beobachtung, daB bei mehr als 170 Abtastungen der Remanenzwert dann doch merklich abfallt, wahrend die Rauschamplitude im gleichen MaBe zunimmt. Nach etwa 240 Abtastungen ist nur noch eine verschwindend kleine Schichtremanenz nachweisbar. Der Versuch, die Schicht in diesem Zustand neu zu magnetisieren, bleibt ohne Erfolg. Eingehendere Untersuchungen zeigen, daB sich die y-Fe203-Schicht wahrend der wiederholten Abtastungen an der Oberflache mit einem vollig unmagnetischen Material iiberzogen hat. Nach dem AblOsen dieser Anlagerung ist ein Magnetisieren der y-Fe203-Schicht wieder in vollem Umfang moglich. Anderungen der magnetischen Schichteigenschaften sind dabei nicht zu beobachten. Die Begleitumstande zeigen deutlich, daB dieser Effekt mit einer Remanenzabnahme infolge mechanischer Oberflachenbeanspruchung im iiblichen Sinne nichts mehr zu tun hat. Es liegt vielmehr die Vermutung nahe, daB bei der graBen Abtastgeschwindigkeit (40 m/sec) und dem starken Andruck zwischen Schicht und Ringkernwandler an der Beriihrungsstelle kurzzeitig eine hohe Reibungswarme auftritt, die eine Umwandlung von y-Fe203 in die IX-Phase zur Folge hat. Diese Umwandlung ist zwar bei einer einzelnen Abtastung geringfiigig, bei einer groBeren Anzahl von Abtastungen aber iiberzieht sich das y-Fe203 an der Oberflache mit einer diinnen nichtmagnetischen Schicht von IX-Fe203. Die Abnahme der Remanenz macht sich daher erst in dem Augenblick meBtechnisch bemerkbar, wo geniigend Partikel in die unmagnetische IX-Phase iibergewechselt sind und wegen des nunmehr groBeren Abstandes zwischen Ringkernwandler und magnetisch aktiver Schicht die darunter liegenden y-Fe203-Partikel nur noch einen geringeren differentiellen Beitrag zum GesamtfluB liefern. Die Vergroberung des »Rauschkorns« auf dem Bildschirm mit zunehmender Zahl der Abtastungen deutet darauf hin, daB bei diesem UmwandlungsprazeB eine Art Inselbildung auftritt. Die Zahl und die GroBe der Inseln wachst, bis schlieBlich die gesamte Oberflache iiberdeckt ist. Der zweite zeitabhangige Effekt bei einer y-Fe203-Schicht ist die Zunahme des Kopiereffektes [16, 17, 18, 19]. Legt man mehrere magnetisierte Schichten iibereinander - in der Praxis ergibt sich dieser Fall beim Aufwickeln eines magnetischen Schichtbandes -, so bewirken die austretenden Kraftlinien einer Schicht eine erneute Magnetisierung der jeweils benachbart liegenden Schichten. Dabei ist eine spontante Magnetisierung der Nachbarschichten zu erwarten, unabhangig von der Dauer der Einwirkung. Experimentelle Messungen zeigen aber eine logarithmische Zeitabhangigkeit, allerdings derart, daB die Hauptbeeinflussung wahrend der ersten Minuten des Kontaktes stattfindet. Messungen iiber Zeitriiume von
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24 Stunden ergeben nur eine verhaltnismaGig geringe Zunahme der Magnetisierung gegeniiber dem Wert nach einigen Minuten. Es zeigt sich, daB bereits nach fiinf Minuten Einwirkzeit der Endwert praktisch erreicht ist. Die GroGe des Kopiereffektes HiBt sich ausdriicken durch die sogenannte Kopierdampfung. Darunter versteht man das Verhaltnis der Scruchtremanenz zu der durch den Effekt verursachten zusatzlichen Remanenz. Neben der Zeitabhangigkeit zeigt der Effekt noch eine Abhangigkeit von der Umgebungstemperatur und der Wellenlange der remanenten Magnetisierung. Nach Angaben von H. J . TAFEL [18, 19] verlauft die Kopierdampfung einer y-Fe20a-Schicht proportional zum Verhaltnis He/JR. Es liegt also nahe, die Griinde fUr die Zeitabhangigkeit des Effektes in den gleichen physikalischen Vorgangen zu suchen, die auch fur die Remanenzabnahme verantwortlich sind: Storung des thermodynamischen Gleichgewichtes und damit verbundene Platzwechselvorgange der Fremdkationen im Kristallgitter des y-Fe20a. Der von H. J . TAFEL angegebene Zusammenhang zwischen Kopierdampfung und dem Verhaltnis He! J R ist auch auf Grund experimenteller Beobachtungen zu erwarten. Bei y-Fe203-Schichten mit groBen Koerzitivkraftwerten nimmt die Funktion cp' (H) = dirJdH in der Nahe von H = ° nur kleine Werte an. Der Anstieg der Remanenzkennlinie cp (H) ist demnach in dies em Bereich gering. Ein Magnetfeld kleiner Feldstarke (z. B. das Feld einer Nachbarschicht) kann folglich auch nur eine geringe remanente Magnetisierung verursachen. Die Kopierdampfung dieser Schicht ist hoch.
7. Speicherung von Videosignalen auf einer Schicht von y-Fe20a
Nach den vorangegangenen Untersuchungen uber das Verhalten einer Eisenoxydschicht bei kurzen Feldeinwirkzeiten, soll jetzt das Problem der Speicherung von Videosignalen naher behandelt werden. Der Magnetisierungsvorgang lauEt im einzelnen wie folgt abo
Vor der Aufzeichnung wird das Videosignal nach geeigneter Verstarkung zunachst einem FM-Modulator zugefuhrt. In diesem Gerat wird das Videosignal in eine frequenzmodulierte Sinusspannung umgesetzt. Nach dieser Umsetzung ent~pricht dem niedrigsten Spannungswert im Videosignal (Synchronboden) eine Frequenz von 5,1 MHz und dem hochsten Spannungswert (WeiBspitze) eine Frequenz von 7,6 MHz. Es treten auBerdem Seitenbander auf. 1m unteren Seitenband gehen die Frequenzen bis etwa 0,5 MHz herunter und kommen voll zur Wirkung. Die Frequenzen im oberen Seitenband reichen bis etwa 10 MHz, kommen aber wegen der Wirbelstrom- und Spaltverluste der Ringkernwandler nur sehr begrenzt zum Tragen. Die Grunde fur die Umsetzung des Videosignals in eine FM-Schwingung sind folgende:
a) 1m Videosignal treten Frequenzen zwischen 0 und 7 MHz auf. Eine direkte magnetische Speicherung dieses breiten Bandes ist nicht moglich.
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b) Die im Video signal vorhandenen Gleichstromkomponenten werden wegen der differenzierenden Wirkung des Ringkernwandlers bei der Abtastung nicht mehr erfaJ3t.
c) Bei direkter Speicherung ware aus Linearitatsgrunden eine Vormagnetisierung erforderlich. Die Vormagnetisierungsfrequenz muJ3te zwischen 20 und 30 MHz liegen. Eine derart hohe Freguenz kame wegen der technischen Beschaffenheit der Ringkernwandler im Spaltfeld nicht mehr zur Wirkung.
Die U msetzung in ein FM -Signal hat auch rein magnetisch gesehen V orteile:
1. Die Schicht kann bis in die Sattigung hinein magnetisiert werden. Dadurch erreic:ht man eine Verbesserung des Rauschabstandes.
2. Formverzerrungen des Signales als Folge der Nichtlinearitat der Remanenzkennlinie brauchen nicht berucksichtigt zu werden, da wegen der Frequenzmodulation das ursprungliche Signal in den Nulldurchgangen niedergelegt ist.
3. Die bei der Abtastung gewonnene 1nduktionsspannung kann einem Amplitudenbegrenzcr zugefuhrt werden. Alle schichtbedingten Remanenzanderungen, die eine Amplitudenschwankung der 1nduktionsspannung verursachen, konnen dadurch weitgehend unwirksam gemacht werden.
1m weiteren Verlauf des Magnetisierungsvorganges wird das FM-Signal zunachst nochmals in der Amplitude verstarkt und dann einem Leistungsverstarker zugefuhrt, an dessen Ausgang die Wandlerspule eines Ringkernwandlers angeschlossen ist. Proportional zum Strom des FM-Signals in der Wandlerspule baut sich in der Spaltzone ein Magnetfeld auf, wodurch die remanente Magnetisierung der am Ringkernwandler in engem Kontakt vorbeigefuhrten y-Fe203-Schicht verursacht wird. Die V orschubsteuerung des Schichttragers wird von einem Servosystem bewerkstelligt, das bereits bei den Versuchen im Abschnitt C, 3 naher dargelegt wurde. Die Ringkernwandler sind auf einer rotierenden Kopfscheibe montiert und werden senkrecht zur Vorschubrichtung bewegt. Die Magnetisierung muJ3 zeitlich ohne Unterbrechung ablaufen. Daher ist es notwendig, auf der Kopfscheibe mehrere urn einen Winkel gegeneinander versetzte Ringkernwandler zu montieren, damit zu jedem Zeitpunkt mindestens ein Kopf mit der Schicht in Kontakt steht. Zahl der Kopfe und damit GroJ3e des Versatzwinkels hangt von der Breite der Magnetschicht abo Bei den verwendeten Anlagen werden vier urn 90° gegeneinander versetzte Kopfe benotigt. Beim Magnetisierungsvorgang erhalt zunachst jeder der vier Kopfe den gleichen Magnetisierungs strom. Die vier Leistungsverstarker, an deren Ausgangen je eine Wandlcrspule angeschlossen ist, sind im Eingang parallel geschaltet und erhalten das gleiche FM-Eingangssignal. Damit aber in der Praxis die vier Spaltfelder gleich sind, mussen die Toleranzen der einzelnen Kopfe durch entsprechenden Abgleich der Magnetisierungsstrome ausgeglichen werden. Dieser Abgleich geschieht von Hand, indem man bei jedem Leistungsverstarker die Verstarkung so lange andert, bis alle Ringkernwandler die gleiche remanente Magnetisierung auf der Schicht hinterlassen. Das Verhalten der y-Fe203-Schicht hei der Magnetisierung mit Videosignalcn laJ3t sich dadurch charakterisieren, daJ3 man ihr Verhalten bei der Magnetisierung
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mit Frcquenzen im Bereich zwischen 0,5 und 10 MHz untersucht. Diesen Bereich umfa13t das durch die Frequenzmodulation entstehende Spektrum. Eine Periode einer 1O-MHz-Frequenz beansprucht einen Zeitraum von 10- 7 sec. Der Dbergang vom Spannungsmaximum zum -minimum dauert also nur 0,5 X 10- 7 sec. Das Problem ist demnach identisch mit den vorausgegangenen Untersuchungen tiber das Verhalten der y-Fe203-Schicht bei Feldeinwirkzeiten bis zu 10-8 sec. Die Versuchsergebnisse erlauben den folgenden Schlu13: Dtinne Schichten von y-Fe203 lassen mit ihren magnetischen Eigenschaften eine Speicherung von Videosignalen auf dem Umweg tiber die Frequenzmodulation zu. Die dabei auftretenden frequenz- und wellenlangenabhangigen Verluste des remanenten magnetischen Flusses lassen sich in ihrer Summe durch folgende Versuchsanordnung bestimmen. Mit Hilfe eines speziellen Breitbandleistungsverstarkers werden Magnetisierungsstrome konstanter Starke im Frequenzbereich zwischen 0,5 und 10 MHz erzeugt und zur Magnetisierung einer y-Fe203-Schicht herangezogen. Die remanente Magnetisierung wird mit einem Ringkcrnwandler abgetastet, die Induktionsspannung nach geeigneter Verstarkung in Abhangigkeit von der Frequenz bzw. Wellen lange gemcssen. Das Me13ergebnis ist in Abb. 25 graphisch dargestellt. Es ergibt sich gema13 der Beziehung
der zu erwartende fallende Verlauf der induzierten Spannung. Ein nochmaliger Anstieg der Kurve bei 6 MHz ist bedingt durch die Resonanz der Induktivitat der Wandlerspule mit der Eingangskapazitat des nachfolgenden Verstarkers.
1
0,5
MHz 0,1 L-__ ~ __ ~ __ ~ __ ~ __ ~ __ ~ __ ~ __ ~ ____ ~
2 3 4 5 6 7 8
Abb. 25 Frequenzabhangigkeit der Remanenz einer Fe203-Schicht bei Magnetisierung im Spaltfeld eines Ringwandlers
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Den EinfluB der einzelnen Faktoren kann man nun wie folgt abschatzen:
a) EinfluB der Schichtdicke Wird die Wellenlange vergleichbar mit der Schichtdicke einer homogen magnetisierten Schicht, deren Anfangspermeabilitat nicht sehr verschieden von 1 ist, dann nimmt der Beitrag einer differentiellen Schicht dy zum GesamtfluB mit wachsender Entfernung von der Oberflache exponentiell sehr rasch abo Der GesamtfluB ergibt sich dann in Abhiingigkeit von der Wellenlange Zu:
2nd 1-e--A-
cI> a = cI> 0 • ----:::----;-:--2 1td/'J..
wenn die Dicke der y-Fe20a-Schicht mit d = 10 !J. angesetzt wird.
b) EinfluB der Oberflachenrauhigkeit Durch Unebenheiten der Oberflache sowie durch mitgerisscne Luft wird der Ringkernwandler bei der Abtastung immer in einem gewissen Abstand von der Schicht gehalten. Setzt man dies en Abstand im Mittel mit etwa 1 !J. an, so
laBt sich mit Hilfe der Beziehung g ( :) = e - 2~. die weHenlangenabhangige
Abstandsdampfung der Induktionsspannung ermitteln.
c) EinfluB der Spaltbreite des Ringkernwandlers Rine dritte wellenlangenabhangige Dampfung der Induktionsspannung wird verursacht durch die endliche Spaltbreite des Ringkernwandlers. Dieser Ein-
fluB laBt sich bestimmen durch die Funktion S (~) = sin 1ts/'J.., wenn man die 'J.. 1t s/'J..
Spaltbreite S = 1-1,5 !J. ansetzt·.
Die weiteren Verlustfaktoren wie AbfaH des Verstarkerfrequenzganges bei hohen Frequenzen und Wirbelstromverluste der Ringkernwandler konnen experimentell erfaBt werden. Durch geeignete Dimensionierung konnen jedoch diese Verluste in geringen Grenzen gehalten werden. Frequenzabhiingige FluBmessungen an y-Fc20a-Schichten zeigen, daB die Summe der drei Verlustfunktionen mit den experimentell ermittelten Verlusten innerhalb der MeBgenauigkeit iibereinstimmt. Zusatzliche, durch die Feldcinwirkzeit bedingte magnetische Verluste sind nicht nachweis bar. Die wellenlangenabhangigen Verluste kann man Z. T. durch eine sogenannte Aufsprechiiberhohung kompensieren. Aufsprechiiberhohung bedeutet ein mit wachsender Frequenz ansteigender Signalstrom durch die Wandlerspule und damit eine von der Frequenz abhangige Starke des magnetisierenden Feldes. Der Aufsprechiiberhohung sind jedoch Grenzen gesetzt, auf die weiter unten noch naher eingegangen wird. Die Abtastung der remancnten Magnetisierung beim Wiedergabevorgang geschieht mit den gleichen Ringkernwandlern, die auch zum Magnetisierungsvorgang benutzt werden. Der Antrieb des Kopfscheibenmotors und auch der Schichttragervorschub werden wieder elektronisch gesteuert nach einem verfeinerten
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Prinzip, wie es in Abschnitt C,3 (Abb. 13) beschrieben. AuBerdem ist hier der Kopfandruck, d. h. der Abstand zwischen Ringkernwandler und Magnetschicht einer elektronischen Regelung unterworfen. Ohne diese Regelung wurden kleinste Abstandsanderungen infolge Schichtdickenschwankungen zu merklichen Induktionsspannungsschwankungen fUhren. Die an den Wicklungsenden der vier Wandlerspulen anfallenden FM-Spannungen werden zunachst in vier getrennten Breitbandverstarkern verstarkt, in Amplitude und Frequenzverhalten aufeinander abgestimmt und anschlieBend cinem vollelektronisch arbeitenden Schalter zugefUhrt. Dieser Schalter setzt die von den vier Ringkernwandlern nacheinander abgetasteten Signale in richtiger Reihenfolge zu einer kontinuierlichen Signalfolge zusammen. Gleichzeitig sperrt er jeweils die drei Ringkernwandler, die sich zur Zeit nicht in Kontakt mit der Schicht befinden und keine Funktion ausuben. Diese MaBnahme ist erforderlich, weil die drei im freien Raum bewegten Wandler infolge Fremdfeldbeeinflussung Sti::irinduktionsspannungen verursachen ki::innen und damit zur Verschlechterung des Sti::irspannungsabstandes beitragen. Das zusammengesetzte FM-Signal durchlauft als nachstes einen Begrenzer. Durch Amplitudenbegrenzung werden die vorhandenen wellenlangenabhangigen Verluste eingeebnet. 1m vorliegenden Fall reicht nach Abb. 25 eine Amplitudenbegrenzung von 13: 1 aus, urn zwischen 1 und 8 MHz einen geradlinigen Spannungsverlauf zu erzielen. Die tatsachlich vorhandene Begrenzung belauft sich auf 54 dB, das entspricht einem Verhaltnis von 500: 1. Damit ist trotz des wellenlangenabhangigen Abfalles des remanenten magnetischen Flusses ein geradliniger FMSpannungsverlauf bis etwa 10 MHz erreicht. Ein Frequenzspektrum mit konstanter Amplitude wird somit dem Demodulator zugefuhrt und dort wieder zum Video signal demoduliert. In einem Regenerierverstarker werden anschlieBend Tragerreste beseitigt und die im Videosignal enthaltenen Synchronsignale einer Impulserneuerung unterzogen.
Voraussetzung fUr das einwandfreie Funktionieren des Wiedergabeweges, vor allem des Begrenzers, ist naturlich das Vorhandensein eines Nutzsignales mit genugend groBer Amplitude bis zu hohen Frequenzen. Fur die Magnetisierung kommen daher nur y-Fe203-Schichten mit groBem Sti::irabstand in Frage. Solche Schichten aber erfordern eine hohe Sattigungsremanenz, extrem glatte Schichtoberflache und homogene Oxydverteilung. Schichten mit nadelfi::irmigen Oxydteilchen haben wegen der gri::iBeren Stabilitat den V orzug.
Experimentelle Untersuchungen uber die Speicherung von Videosignalen fUhrten zu folgenden Ergebnissen:
1. Die im Videosignal enthaltenen Frequenzen von 0 bis 5 MHz ki::innen nach der magnetischen Speicherung wieder mit voller Amplitude zuruckgewonnen werden. Der Videofrequenzgang des gespeicherten Signals ist zwischen 0 und 5 MHz geradlinig. Die Abb. 26a zeigt eine Frequenzgruppe vor der Speicherung als Oszillogramm. Die Abb. 26 b zeigt das Oszillogramm des gespeicherten und wieder abgetasteten Signals. Der Amplitudenabfall der 5-MHz-Gruppe ist auf eine Bandbegrenzung im Demodulator zuruckzufUhren.
57
Abb.26a
Abb.26b
58
Abb.27a
Abb.27b
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Abb.28a
Abb.28b
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2. Das Sprungverhalten des gesamten Speicherungskanals wurde mit Rechteckimpulsen von 15 kHz Folgefrequenz und einer Flankensteilheit von 120 n/sec ermittelt. Das Signal weist nach der Speicherung symmetrisches Oberschwingen von etwa 1- 2% Amplitude, bezogen auf die Gesamtamplitude des Bildsignales auf. Eine Anderung der Flankensteilheit ist nicht nachweisbar (Abb. 27 a und 27b).
3. Die y-Fe203-Schicht verursacht keinerlei zusatzliche Linearitatsverzerrung des gespeicherten Videosignales. Die Abb. 28 a und 28 b zeigen ein Sagezahnsignal vor und nach der magnetischen Speicherung. Eine Formverzerrung ist beim Vergleich der beiden Oszillogramme nicht nachweisbar.
Wie wirkt sich nun der Rauscheffekt einer Oxydschicht bei der Speicherung von 'lideosignalen aus? Nach dem Aufzeichnungsvorgang ist das Videosignal in den Nulldurchgangen der remanenten Magnetisierung niedergelegt. Infolge des RauschefTektes der y-Fe203-Schicht ist das bei der Abtastung anfallende FMSignal mit Storspitzen iiberlagert. Die Nulldurchgange werden dadurch verfalscht und auf diesem Umweg entsteht nach der Demodulation im Videosignal ein Storsignal, das je nach Verfalschung des Nulldurchganges in Amplitude und Frequenz statistisch gestreut ist, also wieder ein Rauschen. Der Spitzenwert des Rauschspannungsanteils im gespeicherten Videosignal kann gemessen werden. Man verwendet dazu ein mit Zeilenfrequenz anfallendes Signal konstanter Spannung (Grauwert). Mit Hilfe eines Zeilenwahlschalters IaBt sich nun eine beliebig wahlbare Stelle des Signals nach der Abtastung auf dem Bildschirm eines Oszillographen sichtbar machen. Die der Gleichspannung iiberlagerte Rauschspannung ist nunmehr einer Relativbestimmung zuganglich. Von diesen MeBwerten ausgehend kann man Riickschliisse ziehen auf Storspitzen, die dem FM-Signal vor der Demodulation iiberlagert sind, die also unmittelbar von der Schicht verursacht werden. Auf diesem Wege wurden 16 verschiedene Schichtproben mit unterschiedlicher Sattigungsremanenz sowie unterschiedlicher Oberflachenbehandlung auf ihr Rauschen untersucht. Als Videosignal wurde ein Schwarz-WeiG-Rechtecksprung gewahlt, so daG der Effekt sowohl im WeiGen, d. h. bei hoher Frequenz des FM-Signals, als auch im Schwarzen gemessen werden konnte. Das Ergebnis steHt die graphische Darstellung der Abb. 29 dar. Die gemessenen Rauschwerte sind im Schwarzen (glatte Flache) etwas niedriger als im WeiGen (glatte plus schraffierte Flache). Die Rauschamplitude ist in Prozent gemessen und bezogen auf die Amplitude des Schwarz-WeiG-Sprunges. Zur Orientierung und zum Vergleich ist die Schichtremanenz, gemessen als Induktionsspannung des bei allen Schichten mit gleicher Feldstarke aufmagnetisierten Signals, mit in die Graphik einbezogen worden. Die Remanenz der magnetisch empfindlichsten Schicht dient dabei als Bezug. Nach dieser Untersuchung ist der Rauschanteil eines magnetisch gespeicherten Videosignales zunachst abhangig von der Sattigungsremanenz und von der Oberflachenbeschaffenheit der Oxydschicht. Naher untersucht werden miissen noch die Unterschiede in den Rauschspannungswerten bei weiGem und schwarzem Videosignal. Systematische Untersuchungen fiihrten zu der Beobachtung, daG die Rauschamplitude ganz besonders dann zu-
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nimmt, wenn die remanente Magnetisierung sich dem Sattigungsknick der Kennlinie nahert und schlieI3lich darin einmundet. Oszillogramme der abgetasteten FM -Signale zeigten folgendes Ergebnis: Rei Annaherung an die Sattigung wird das sinusformige FM-Signal mehr und mehr abgeflacht. Wegen der differenzierenden Wirkung des Ringkernwandlers entspricht der Nulldurchgang der induzierten Spannung dem Maximum der remanenten FluBverteilung. Rei zunehmender Abflachung des gespeicherten FMSignals ergibt sich ein immer flacher verlaufcnder Nulldurchgang der Induktionsspannung. Der remanenten Magnetisierung und damit der Induktionsspannung uberlagerte Storspitzen konnen naturgemaB einen flachen Nulldurchgang viel
% Rauschampl itllde 60 50 40
30 20 10
Schi ch lp roben 1- 16
% FM Signalamplit d - u e
100
90 80 70
60 50
40
30 20 10
r-
f-r-r- r-
- r-
r- f--f-
Schlchtprobcn 1-16 rr
r-f-
r-
Abb.29 Rauschen von y-Fe203-Schichten, bezogen auf die reman. Magnetisierung
starker becinflussen als einen steilen. Das erklart zunachst die Rcobachtung, daB bei Dberschreiten der Sattigungsmagnetisierung die Rauschamplitude im gespeicherten Video signal zunimmt. Die unterschicdlichen Rauschwerte im Schwarzen und im Wei Sen liegen jetzt auf der Hand. Sie liegen in der Aufsprechuberhohung beim Magnetisierungsvorgang begrundet. Rei hohen Frequenzen (das entspricht dem Wert WeiB im FM-Signal) flieSt cin hoherer Magnetisierungsstrom durch den Ringkernwandler als bei tieferen, etwa dem Wert Schwarz entsprechenden Frequcnzen. Die Gefahr des Dberschreitens des Sattigungsknickes und damit groBere Storanfalligkeit ist fur W ciB eher gegeben als fUr Schwarz. Da-
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durch sind der Aufsprechiibcrhohung Grenzen gesetzt. Man kann nun auf die Aufsprechiiberhohung verzichtcn. Sie laBt sich aber wegen der durch die Wandlerwicklung bedingte Resonanzanhebung des Magnetisierungsstromes in der Praxis nicht ganz vermeiden. Ein bei der Speicherung von Videosignalen nur sehr schwer zu beherrschendes Problem sind die durch magnetische Fehlstdlen in der Schicht verursachten Rauscheinbriiche (drop outs). Wird die remanente Magnetisierung an einer Schichtstelle so gering, daB die zur Funktion des Begrenzers notwendige Mindestinduktionsspannung unterschritten wird, so werden in diesem Augenblick irgendwelche undefinierten Signale an den Demodulator gegeben, die dann zu einem kurzen Rauscheinbruch im demodulierten Videosigllal Anlaf3 geben. Diese sogenannten drop outs aul3ern sich auf dem Bildschirm als kurzes Aufblitzen innerhalb einer oder mehrerer Zeilen. Die Zeitdauer des Aufblitzens ist zumeist viel kiirzer als die Dauer einer Zeile (64 [L/sec). Hervorgerufen werden die drop outs durch nichtmagnetische Fremdkorpereinschliisse in der Schicht oder durch Kraterbildung auf der Oberflache. In beiden Fallen wird flir eine sehr kurze Zeit der Kontakt zwischen Schicht und Abtastkopf unterbrochen, so daf3 die Induktionsspannung auf eincn minimalen Wert herabsinkt. Mechanische Beschadigungen der Oberflache, z. B. Kratzer oder Riefen, konnen zu ahnlichen Storungen Anlaf3 geben. Durch Polieren der Obcrflache kann die Zahl der drop outs erheblich verringert werden.
() 2,,"
Uber die Funktion g i = e- T hangt naturgemaB auch die Zahl der drop outs
mit dem Andruck der y-Fe203-Schicht an den Abtastkopf zusammen. Bei zu geringem Schichtandruck nehmen die drop outs wegen des exponentiellen Verlaufs
von g ( : ) sehr rasch zu.
MeBtechnisch lassen sich die drop outs folgendermaf3en erfassen. Die Oxydschicht wird durchgehend mit einem Testsignal magnetisiert und anschlief3end wieder ahgetastet. Das abgetastete FM-Signal wird einem Spitzengleichrichter zugefiihrt. Alle Induktionsspannungsschwankungen machen sich als Einbriiche in der gleichgerichteten Spannung bemerkbar. Mit Hilfe einer Begrenzerschaltung kann man nun alle Einbriiche, die einen bestimmten Spannungswert unterschreiten, feststellen und mit irgendwelchen Schreib- oder Zahlgeraten registrieren.
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D. SchluBbetrachtung
Die Aufgabenstellung der vorliegenden Arbeit ist es, Aussagen zu machen uber das magnetische Verhalten von pulverformigem y-Fe20a in dunnen Schichten, wenn dieses wahrend extrem kurzer Zeiten einem magnetisierenden Feld ausgesetzt wird. Ausgehend von einer Reihe experimenteller Untersuchungen wird eine Modellvorstellung entwickelt, die AufschluB gibt, welche Faktoren flir die remanente Magnetisierung einer solchen Schicht von Bedeutung sind. Nach diesem Modell ist die remanente Sattigungsmagnetisierung bei y-Fe20aSchichten proportional der Koerzitivkraft und umgekehrt proportional der inneren Entmagnetisierung. Neben der Koerzitivkraft sind also Volumenflillfaktor und Formanisotropie die entscheidenden Faktoren. Hieraus resultiert die Aufteilung in kubische und nadelformige Oxyde, die nach den abgeleiteten Beziehungen, bestatigt durch experimentelle Untersuchungen, unterschiedliches Verhalten im Magnetfeld zeigen. Die Erweiterung der Modellvorstellung flihrte zu einer Differentialbeziehung. Mit ihrer Hilfe sind Riickschlusse auf die Form der Hysterese moglich, solange es gelingt, die Remanenzkennlinie oder deren Steigung zu bestimmen. Dariiber hinaus gelangt man zu einer Vorstellung uber die Statistik der V organge in der Schicht wahrend der Feldeinwirkung. Das Ergebnis der experimentellen Untersuchungen kann man zusammenfassend wie folgt darlegen: Auf Grund der MeBergebnisse, im Zusammenhang mit der Modellvorstellung, darf als sicher angenommen werden, daB Magnetisierungskurve und Hystereseschleife der untersuchten Proben bei 4 X 10- 8 sec Feldeinwirkzeit keine wesentlichen Abweichungen gegenuber den statisch gemessenen aufweisen. Bis zu diesen Einwirkzeiten haben sich die magnetischen Eigenschaften der y-Fe203-Schichten nicht geandert. Die physikalischen Vorgange laufen demnach bei 10-8 sec noch genau so ab wie bei einer lang andauernden Gleichfeldmagnetisierung. Die Existenz von Blochwanden muB damit eindeutig verneint werden, da wegen des ungestorten A blaufes der magnetischen V organge innerhalb von 10- 8 sec die Ummagnetisierung bngs der Hystereseschleife nicht mehr auf Wandverschiebungen beruhen kann. Fur die Ummagnetisierung ist ausschlieBlich cin Umklappen der spontanen Magnetisierung, d. h. eine Drehung des durch den Elektronenspin verursachten magnetischen Momentenvektors verantwortlich. Die von einer derartigen Vektordrehung beanspruchten Zeiten sind wesentlich klirzer als 10- 8 sec. Das magnetische Schichtmaterial ist also nicht der begrenzende Faktor bei der Speicherung hochfrequenter elektrischer Signale. Die Begrenzung ergibt sich
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vielmehr aus der mechanischen und strukturellen Beschaffenheit der y-Fe203-Schicht sowie aus den technisch bedingten Unzulanglichkeiten der Magnetisierungsapparatur. Diese Punkte machen auch die exakte meBtechnische Auswertung der Versuchsergebnisse sehr schwierig. Vergleichende Messungen filhren zu gut reproduzierbaren Ergebnissen. Die Direktbestimmung von magnetischen GraBen verlangt allerdings die Berilcksichtigung einer Vielzahl von Korrekturfaktoren, bedingt durch den komplexen Aufbau und die technischen Grenzen der Magnetisierungsapparatur. Von Bedeutung sind auch die experimentellen Ergebnisse ilber Starbeeinflussungen durch Oberflachenbeschaffenheit der Oxydschicht und die Zusammenhange zwischen der magnetischen Aussteuerung und der Starke des Rauscheffektes beim Aufmagnetisierungsvorgang frequenzmodulierter Signale. Gerade bei der Speicherung von Videosignalen ist diesen Punkten besondere Aufmerksamkeit zuzuwenden. Unser besonderer Dank gilt der Technischen Direktion des Westdeutschen Rundfunks, Herrn Direktor K. SCHULZ, filr die zur Verfilgung gestellten, z. T. sehr umfangreichen Apparaturen zur Durchfilhrung der experimentellen und meBtechnischen Untersuchungen. Die hier vorgelegte Arbeit entstand im unmittelbaren AnschluB an die vom Herrn Ministerprasidenten des Landes Nordrhein-Westfalen durch das Landesamt filr Forschung gefOrderten Forschungsarbeiten der Abteilung filr Metallphysik des Instituts filr theoretische Physik der Universitat Kaln. Wir danken dem Herrn Ministcrprasidenten filr die Obernahme dieser Arbeit in die Forschungsberichte des Landes Nordrhein-Westfalen.
Prof. Dr. phil. HEINRICH LANGE
Dr. rer. nat. FRANZ JOSEF IN DER SMITTEN
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E. Literaturverzeichnis
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FOR S CH U NG SBERlCHTE DE S LANDE S NORDRH ElN-WE STFALEN
Herausgegeben im Auftrage des Ministerprasidenten Dr. Franz Meyers von Staatssekretar Prof. Dr. h. c. Dr.-lng. E. h. Leo Brandt
PHYSIK
HEFT 10 Prof. Dr. W. Vogel, Koln "Das Streifenpaar" als neues System zur mechanischen Vergrollerung kleiner Verschiebungen und seine tecbnischen Anwendungsmoglichkeiten
1953,20 Seilen, 6 Abb., DM 4,50
HEFT 62 Prof. Dr. W. Franz, Inslilul fiir Iheorelische Physik der Universifiif Munsler Berecbnung des e1ektrischen Durchschlags durch feste und fltissige Isolatoren
1954,36 Seilen, DM 7,-
HEFT 103 Prof. Dr. W. Weizel, Bonn Durchftihrung von experimentellen U ntersuchungen tiber den zeitlichen Ablauf von Funken in komprimierten Edelgasen sowie zu deren mathematischen Berecbnung
1955,32 Seilen, 12 Abb., DM 9,10
HEFT 104 Prof. Dr. W. Weizel, Bonn Dber den Einflull der Elektroden auf die Eigenschaften von Cadmium-Sulfid-Widerstands-Photozellen
1955,48 Seilen, 12 Abb., DM 9,45
HEFT 107 Prof. Dr. H. Lange lind Dipl.-Phys. P. Sf. Piiller, Koln Dber die Konstruktion von Laboratoriumsmagneten
1955,66 Seiten, 19 Abb., 1 Tabe!le, DM 12,30
HEFT 122 Prof. Dr. W. Fucks t, Aachen Untersuchungen zur Verbesserung der Wasseraufbereitung und Wasseranalyse: Dber die Scbnellbewertung von Ionenaustauschern
1955,48 Seiten, 32 Abb., DM 12,30
HEFT 125 Prof. Dr. E. Kappler, Miinster Eine neue Methode zur Bestimmung von KondensatioOli-Koeffizienten von Wasser
1955,46 Seiten, 11 Abb., 1 Tabelle, DM 9,10
HEFT 141 Dr.]. van Calker und Dr. R. Wienecke, Munsfer Untersuchungen tiber den Einflull dritter Analysenpartner auf die spektrochemische Analyse
1955,42 Seiten, 15 Abb., DM 9,10
HEFT 145 Dr. G. Hennemann, Werdohl (Westf.) Beitrag zur Interpretation der modernen Atomphysik
1955,34 Seiten, DM 10,-
HEFT 148 Prof. Dr. H. Bille! und Dipl.-Phys. L. Strom, Miinster Untersuchungen tiber Widerstandsrauschen
1955,40 Seilen, 5 Abb., DM 8,40
HEFT 157 Dr. W.Jawlusch, Dr. G. Schllsler lind Prof. Dr.-Ing. R. Jaeckel, Bonn Untersuchungen tiber die Stollvorgange zwischen neutralen Atomen und Molektilen
1955,48 Sei/en, 15 Abb., 3 Tabe!len, DM 10,50
HEFT 169 Forschllngsinslitllt fiir Pigmente lind Lacke, Stliligart Arbeiten tiber die Bestimmung des Gebrauchswertes von Lackfilmen durch physikalische Prtifungen
1955,70 Seifen, 23 Abb., 4 Tabellen, DM 15,-
HEFT 174 Prof. Dr. phil. C. v. Fragsfein, Dr. J. Meingast lind H. Hoch, Koln Herstellung von Solen einheitlicher Teilchengrolle und Ermittlung ihrer optischen Eigenschalten
1955,78 Seiten, 80 Abb., 4 Tabellen, DM 18,25
HEFT 178 Prof. Dr. M. v. S/acke/berg lind Dr. W. Hans, Bonn Untersuchungen zur Ausarbeitung und Verbesserung von polarographischen Analysenmethoden
1955,46 Sei/en, 14 Abb., DM 10,50
HEFT 187 Dipl.-ilzg. F. Giil/gens, Essen Ober die Eigenarten der Bimetall-, Thermo- und Flammenionisationssicherungsmethode in ihrer Anwendung auf Ziindsicherungen
1955,40 Sdlen, 6 Abb., 4 Tabellen, DM 8,40
HEFT 189 Fa. E. Leybold's Nachfo/ger, Koln 1. Ausgewahlte Kapitel aus der Vakuumtechnik
II. Zum Verlust anorganisch-nichtfliichtiger Substanzen wiihrend der Gefriertrocknung 1955,52 Sdten, 16 Abb., 3 Tabellen, DM 11,20
HEFT 194 Dr. K. Hecht, Koln Entwicklung neuartiger physikalischer Unterrichtsgerate
1955,42 Sei/en, 16 Abb., DM 9,90
HEFT 209 Dr. K. Bllnge, Leverkllsen Materialabbau in Funkenentladungen. Untersuchungen an Zinkkathoden
1956,54 Sei/en, 10 Abb., 5 Tabellen, DM 11,40
HEFT 210 Dr. W. Porschen lind Prof. Dr. W. Riezler, Bonn Langlebige Alphaaktivitaten bei natiirlichen Elementen
1955,40 Seilen, 5 Abb., 4 Tabellen, DM 8,80
HEFT 233 Dr. H. Haase, Hamburg Infrarot-Bibliographie
HEFT 251
1956,90 Sdlen, DM 17,80
Prof. Dr. H. Bittel, Munsler Zur Statistik der ferromagnetischen Elementarvorgange und ihren EinfluB auf das Barkhausenrauschen
1956,52 Seilen, 14 Abb., DM 11,65
HEFT 259 Prof. Dr. W. Linke, Aachen Stromungsvorgange in kiinstlich beliifteten Raumen
1956,52 Seilen, 37 Abb., 1 Tabelle, DM 11,80
HEFT 264 Prof. Dr. W. Weize!, Bonn Durch schnelle Funkenzusammenbriiche ausgeloste Signale auf einer Leitung
1956,26 Sei/en, 4 Abb., 3 Tabellen, DM 6,10
HEFT 267 Prof. Dr. W. Weizelund B. Brandt, Bonn Zur Stabilitat stromstarker Glimmentladungen
1956,36 Seilen, 7 Abb., DM 8,40
HEFT 299 Dr. J. Fassbender lind W. Hoppe, Bonn Eine photoelektrische Nachlaufeinrichtung fiir Analogie-Rechenmaschinen
1956,20 Seilen, 8 Abb., DM 7,65
HEFT 326 Prof. Dr.-Ing. E. Esser;, Dr.-Ing. J. Essers lind Dipl.-Ing. J. Klein, Aachen Deichselkrafte an Lastziigen
1957,96 Seiten, 34 Abb., DM 22,10
HEFT 329 Dipl.-Ing. A. Kruger, Karlsruhe lind Feuerwehr-Ing. R. Radusch, Dortmund Wasserzerstaubung im Strablrohr
1956,78 Seilen, 21 Abb., 3 Tabellen, DM 18,65
HEFT 330 Dr.-Ing. E. Pepping, Aachen Die DurchfluBzahl des Rechteckschlitzes in einer sehr groBen Wand
1957,54 Seilen, 21 Abb., DM 12,35
HEFT 332 Prof. Dr.-Ing. R. Jaeckelund Dr. C. Reich, Bonn Messung von Dampfdriicken im Gebiet unter 10" Torr
1956,34 Seilen, 16 Abb., 2 Tabellen, DM 10,40
HEFT 334 Prof. Dr. W. Weizel und Dr. C. MeiSler, Bonn Spektralanalyse durch Messung des InterferenzKontrastes
1956,42 Sdlen, 8 Abb., DM 9,30
HEFT 335 Prof. Dr. W. Weizel und H. Hornberg, Bonn Untersuchungen der anodischen Teile einer Glimmentladung
1957,50 Seilen, 21 Abb., 19 Farbabb., 1 Tabelle DM 32,80
HEFT 341 Prof. Dr.-Ing. H. Winlerhager und Dipl.-Ing.L. Werner, Aachen Prazisions-MeBverfahren zur Bestimmung des e1ektrischen Leitvermogens geschmolzener Salze
1956,44 Seilen, 19 Abb., 1 Tabelle, DM 10,60
HEFT 344 Prof. Dr.-Ing. w. Fucks, Aacben Zur Deutung cinfachster mathematischer Sprachcharakteristiken
1956,38 Seiten, 12 Abb., DM 7,80
HEFT 356 Dipl.-PhJf. G. Gllrke, Aachen Aufbau einer Mellanlage fiir Untersuchungen elektrischer Gasendadung im Bereiche groBer p. d.-Werte
1956,38 Sei/en, 13 Abb., 1 Tabelle, DM 8,65
HEFT 357 Prof. Dr.-Ing. W. FliCks, Aachen Mathematische Analyse der Formalstruktur von Musik
1958,54 Sci/en, 29 Abb., 16 Tabellen, DM 13,60
HEFT 361 Dipl.-Ing. H. F. Klein, Aachen Die nichtstationaren Stromungsvorgiinge und der Warmeiibergang in einem Schwingfeuergerat
1957,84 Sei/en, 34 Abb., 4 Falliafeln, DM 25,90
HEFT 368 Prof. Dr. phil. H. Kaiser, Dor/mllnd Entwicklung betriebsmafliger spektrochemischer Analysenverfahren flir technische Glaser
1957,40 Sei/en, 11 Abb., DM 9,10
HEFT 369 Dipl.-Pkrs. F. J. Schillko, Bonn Gasabgabe von Werkstoffen ins Vakuum
1957,48 Sei/en, 20 Abb., 6 Tabellen, DM 13,30
HEFT 375 Technischer Oberwachllngsverein e. V., Essen Wanddickenmessungen mittels radioaktiver Strahlen und Zahlrohrgerat
1958,38 Sei/en, 15 Abb., DM 9,55
HEFT 380 Dipl.-Phys. R. Trappenberg, Karlsrllhe Theoretische und experimentelle Untersuchungen zur Staubverteilung einer Rauchfahne
1957,64 Sei/en, 7 Abb., 18 Tabe/len, DM 14,90
HEFT 386 Prqf. Dr.-Ing. H. Opitz lind Dipl.-Ing. O. Hake, Aachen Standzeituntersuchungen und Verschleiflmessungen mit radioaktiven Isotopen
1958,36 Sei/en, 33 Abb., 3 Tabe/len, DM 12,75
HEFT 404 Prof. Dr. R. Jaecke/ lind Dipl.-PhJf. F. Gross, Bonn Die Loslichkeit von Gasen in schwerfliichtigen organischen Fliissigkeiten
1957,46 Sei/en, 17 Abb., 1 Tabelle, DM 11,50
HEFT 415 Prof. Dr.-Ing. W. Palll, Dr. rer. nat. O. Osberghalls lind Dipl.-PhJf. E. Fischer, Bonn Ein Ionenkafig
1958,42 Sei/en, 18 Abb., 2 Tabellen, DM 13,65
HEFT 419 Dipl.-Ing. K. Brocks, Miilheim (Ruhr) Die Messungen der Reflexionseigenschaften kiinstlicher und natiirlicher Materialien mit quasi-optischen Methoden bei Mikrowellen
1957,78 Sei/en, 52 Abb., DM 20,35
HEFT 420 Dipl.-Ing. M. Vogel, Oberpfaffenhofen Das Spektralgebiet zwischen dem langwelligen Ultrarot und Mikrowellen
1957,56 Sei/en, 2 Abb., DM 13,50
HEFT 432 Dipl.-Phys. Dr. R. Werz, Bonn Die Entwicklung einer Synchrozyklotron-Ionenquelle
1958, 122 Sci/en, 90 Abb., 1 Tabelle, DM 30,30
HEFT 439 Prof. Dr. phil. H. Lange, Koln, lind Dr. rer. nat. R. Kohlhaas, Nellfi a. Rhein Anwendung der thermomagnetischen Analyse zum Studium des Umwandlungsverhaltens von Eisenwerkstoffen im Temperaturbereich von -150°C bis +1500°C
1958,96 Sei/en, 72 Abb., 2 Tabellen, DM 27,10
HEFT 443 Prof. Dr. phil. W. Weizellind K. KIII/h, Bonn Dber die Struktur der positiven Gleitendadungen
1957,44 Sei/en, 30 Abb., DM 12,20
HEFT 450 Prof. Dr.-Ing. W. Palll, Bonn, lind Dipl.-Phys. H. P. Reinhard, M onchengladbach Das elektrische Massenfilter aIs Isotopentrenner
1958,56 Sei/en, 20 Abb., DM 13,50
HEFT 459 Prof. Dr. phil. F. Wever, Dr. phil. O. Krisemen/llnd H. Schadler, Diisseldorf Ein isothermes MikrokaIorimeter zur kinetischen Messung von Umwandlungs- und Ausscheidungsvorgangen in Legierungen
1957,32 Sei/en, 14 Abb., DM 10,75
HEFT 460 Prof. Dr. phil. F. Wever lind Dr. rer. nat. B. I1schner, Diisseldorf Ein isothermes LosungskaIorimeter zur Bestimmung thermo-dynamischer Zustandsgroflen von Legierungen
1957,32 Sei/en, 7 Abb., 4 Tabellen, DM 10,40
HEFT 502 Prof. Dr. M. Diem lind Dr. R. Trappenberg, Karls- . rllhe Berechnung der Ausbreitung von Staub und Gas
1957,18 Sei/en Tex/llnd 67 z. T. grofiforma/ige zweifarbige Diagramme, DM 37,30
HEFT 504 Prof. Dr. phil. F. Wever, Dr. phil. W. Winke lind Dr. rer. nat. W.jellinghallJ, Diimldorj Versuchsanordnung zur Messung der Suszeptibilitiit paramagnetischer Stoffe und MeBergebnisse an Nickel-Chrom- und Kobalt-Nickel-Chrom-Werkitoffen
1958,38 Seiten, 10 Abb., 2 Tabellen, DM 9,95
HEFT 507 Prof. Dr. H. Kaiser, Dortmllnd, Dr. C. Bergmann, Dortmllnd, lind Priv.-DoZ. Dr. C. Kretze, Berlin Kartei zur Dokumentation in der Molekiilspektroskopie
1958,34 Seiten, 3 Abb., 6 Tabellen, DM 11,90
HEFT 510 Prof. Dr. rer. nat. W. Croth, Dr.-Ing. K. Bayerle, Dr. rer. nat. H. lhle, Dr. rer. nat. A. Mllrrenhoff, E. Nann lind Dr. rer. nat. K. H. Welge, Bonn Anreicherung der Uranisotope nach dem Gaszentrifugenverfahren
1958,76 Seiten, 43 Abb., DM 21,20
HEFT 516 Prof. Dr.-Ing. H. Miiller, Dipl.-Ing. F. Reinke lind Dipl.-Ing. W. Sorgenicht, Euen Gesamtstrahlungsmessungen der Temperaturstrahlung
1958,82 Seiten, 18 Abb., DM 22,80
HEFT 519 Prof. Dr. phil. F. Wever, Dr. phil. W. Koch lind Dr. phil. S. Eckhard, Diimldorj Die spektrographische Bestimmung der Spurenelemente in Stahl ohne vorherige Abbrennung
1958,36 Sci/en, 22 Abb., DM 12,60
HEFT 527 Dr. rer. nat. K. C. Miiller, Hanall/W. Wiirmeiibertragung auf eine Flugstaubstromung im senkrechten Rohr sowie auf eine durchstromte Schiittgutschicht
1958, 74 Seiten, 34 Abb., 7 Tabellen, DM 20,70
HEFT 537 Dr.-Ing. N. Coul, Frankfllrt a. M. Probleme der Zugforderung im Zusammenhang mit der Ausnutzung der Atom-Energie
1958, 116 Seiten, 28 Abb., 12 Tabellen, DM 29,90
HEFT 548 Prof. Dr.-Ing. K. LeiJt lind Dr.-Ing.j. Weber, Aachen Spannungsoptische Untersuchungen von Turbinenscheiben mit angefriisten und eingesetzten Schaufeln
1958,28 Seiten, 28 Abb., 4 Tabellen, DM 8,30
HEFT 549 Dr.-Ing. R. Merten, DlliJbllrg Resonanzanpassung bei einem TiefpaB
1958,22 Seiten, 16 Abb., DM 9,-
HEFT 550 Dr. H. Stephan, Bonn Elektrisches StandhohenmeBgeriit fiir Fliissigkeiten
1958,26 Seiten, 13 Abb., 2 Tabellen, DM 10,10
HEFT 551 Prof. Dr. phil. W. Weizel lind Dipl.-PhYJ. B. Brandt, Bonn Betriebs bedingungen einer stromstarken Glimmentladung
1958,68 Sciten, 18 Abb., DM 16,-
HEFT 567 Dr. rer. nat. K. Sallerwein, Diiueldorj Anwendungen radioaktiver Isotope in der Technik
1958, 74 Sei/en, 33 Abb., 9 Tabellen, DM 19,60
HEFT 583 Prof. Dr. phil. F. Kirchner, Dipl.-PhYJ. H. Baron lind Dipl.-PhJ!. H. Kirchner, Koln Verwendbarkeit von Ziihlrohren zu massenspektrometrischen Untersuchungen
1958, 12 Seiten, 5 Abb., DM 6,70
HEFT 590 Obergabe des Synchro-Zyklotrons an das Institut fiir Strahlen- und Kernphysik der Universitiit Bonn am 8. Mai 1957
1958,52 Seiten, 16 Abb., DM 16,50
HEFT 594 Prof. Dr. A. Nikllradte, Miinchen Energieabsorption von Atomkernstrahlen in organischen Stoffen und durch sic hervorgerufene Reaktionsprozesse
1958,56 Seiten, 13 Abb., 2 Tabellen, DM 15,10
HEFT 595 Prof. Dr. A. NikllradJe lind Dipl.-PhYJ. K. Kugler, ,Hiinchen EinfluB der molekularen bzw. atomaren Beschaffenheit der Festwandoberflachenschicht auf die Wechselwirkung zwischen auftretenden Gasmolekiilen und der Wand
1958,16 Seiten, 9 Abb., Di'v! 8,40
HEFT 608 Prof. Dr. habil. W. Linke lind Dipl.-Ing. W. HllfJchmidt, Aachen Wiirmeiiberg.ng bei pulsierender Stromung
1958,30 Seiten, 18 Abb., DM 9,-
HEFT 615 Prof. Dr. W. Weize/ lind D. H. Whang, Bonn Stromverteilung auf der Kathode einer Glimmentladung in Sp.lten bei hohen Driicken und abseits stehender Anode
1958,28 Sei/en, 16 Abb., DM 8,80
HEFT 616 Prof. Dr. W. Weizel und W. Ohlendorf, Bonn Die Glimmentladung in spalartigen Entladungsraumen
1958,38 Seiten, 18 Abb., DM 10,70
HEFT 622 Prof. Dr. W. Franz, Munster Theorie der Elektronenbeweglichkeit in Halbleitern
1958,40 Seiten, 9 Abb., DM 10,80
HEFT 642 Dr.-Ing. H.-J. Eckhardt, Essen Die dielektrische Trocknung bei erniedrigtem Luftdruck mit Beitragen zum physikalischen Verhalten der Mischkarper
1958,66 Seiten, 24 Abb., DM 17,10
HEFT 643 Max-Planck-Institut fur Silikatforschung, Wurzburg Spannungsmessungen an Schleifkarpern
1958,38 Seiten, 22 Abb., DM 11,70
HEFT 651 Dr.-Ing. A. Eisenberg, Dortmund Versuche zur Karperschalldammung in Gebauden
1958,26 Sciten, 20 Abb., DM 8,10
HEFT 652 Dr. phil. nat. H. Haase, Hamburg Infrarot - Bibliographie II
1959,42 Seiten, DM 11,-
HEFT 653 Prof Dr. K. Hamann und Dr. W. Funke, Stuttgart Die Schutzwirkung organischer Inhibitoren in wallriger Lasung gegeniiber Eisen
1958,72 Seiten, 31 Abb., DM 18,70
HEFT 656 Prof. Dr. E. Jenckel und Dr. H. Huhn, Aachen Das Verkleben von Aluminium mit carboxylsubstituiarten Polystrolen
1958,42 Seiten, 16 Abb., 3 Tabellen, DM 11,60
HEFT 657 Prof Dr. W. Weizel und Dr. H. Herrmann, Bonn Glimmentladungen an festen nichtmetallischen Elektroden
1959, 14 Seiten, 2 Abb., 1 Tabelle, DM 5,-
HEFT 662 Prof. Dr.phil. H. Lange und Dr. rer. nat. R. Kohlhaas, Koln Dber die Konstruktion von Laboratoriumsmagneten Z. Teil: Technische Ausfiihrung verschiedener Magnettypen
1958,30 Sei/en, 20 Abb., 3 Tabellen, DM 9,80
HEFT 683 Prof Dr.-Ing. R. Jaeckel und Dr. rer. nat. H. H. Kutscher, Bonn Das Verhalten von Dberschallstromungen bei Driicken unter 1 Torr
1959,61 Seiten, 43 Abb., 12 Farbtafeln DIN A 4, DM 50,-
HEFT 684 Prof. Dr. sc. techno F. Schultz-Grunow und Dr.-Ing. H. Hein, Aachen Beitrage zur Grenzschichtstramung
1959,66 Seiten, 49 Abb., 1 Tabelle, DM 19,-
HEFT 687 Prof Dr. E. Kappler, Dr. H. Frinken und cando phys. J. Vanheiden, Munster Teil 1: Das elastische Verhalten der Metalle beim Zugversuch im Bereich der plastischen Verformung. Teil II: Untersuchungen iiber das elastische Verhalten metallischer Werkstoffe im Bereich der plastischen Verformung beim Brinellschen Kugeldruckversuch
1959,56 Sei/en, 42 Abb., DM 15,30
HEFT 696 Dr. rer. nat. H. Ehrenberg und Dipl.-Phys. H. ]. MurtZ, Bonn Massenspektrometrische Untersuchungen an Bleierzen
1959,32 Seiten, 12 Abb., 2 Tabellen, DM 9,40
HEFT 717 Prof Dr. W. Franz, Munster Leitungsvorgange in Halbleitern anisotroper Struktur
1959,30 Seiten, 9 Abb., DM 8,80
HEFT 719 Prof. Dr. phil. H. Lange und Dr. rer. nat. W. Habbel, Koln Das spannungsoptische Bild von Stoll wellen in der elastischen Halbebene in Abhiingigkeit von der Stol3dauer und der Stol3geschwindigkeit
1959,52 Seiten, 46 Abb., DM 35,20
HEFT 724 Prof Dr. G. Eckart, Dr. F. Gimmel, Th. Conrady und B. Scherer, Saarbrucken Sonderfragen bei Breitband-Schlitzantennen
1959,32 Seiten, 3 Abb., 4 Kurvenblaller, DM 9,40
HEFT 735 Dipl.-Ing. R. LUllmann, Essen-Steele Warmeaustausch bei durch Anwendung von Sintermetallen verschiedenartig ausge£iihrten Warmeiibertragungsflachen
1959,27 Seiten, 13 Abb., DM 8,80
HEFT 752 Prof Dr. W. Weizel und Dipl.-Phys. Dr. H. Hornberg, Bonn Glimmentladungssaulen ohne Wandeinfliisse
1959,52 Seiten, DM 41,-
HEFT 753 Prof Dr. E. Jenckel lind Dipl.-Phys. K.-H. Illers, Aachen Mechanische Relaxationserscheinungen in vernetztem und gequollenem Polystrol
1959,92 Seiten, 49 Abb., DM 24,80
HEFT 759 Dr. C. Brunnee und Dr. L. Jenckel, Bremen Untersuchungen und Verbesserung des Stilruntergrundes im Massenspektrometer
1960,59 Seiten, 36 Abb., DM 17,70
HEFT 760 Dipl.-Phys. B. Franzen, Prof Dr.-Ing. W. Fucks und Prof Dr. phil. G. Schmitz, Aachen Vergleich von Korona- und Hitzdrahtanemometer durch Messung von Turbulenzspektren
1959, 70 Seiten, 49 Abb., DM 19,90
HEFT 779 Prof Dr.-Ing. F. Eisele und Dipl.-Phys. D. Lobell Untersuchungen der kennzeichnenden Eigenschaften von Melluhren und Feinzeigern
1959, 106 Seiten, 67 Abb., DM 29,20
HEFT 797 Prof. Dr. phil. H. Lange lind Dr. rer. nat. R. Kohlhaas, Koln Dber die wahre spezifische Warme von Eisen, Nickel und Chrom bei hohen Temperaturen 1960, 115 Seiten, 38 Abb., 24 Tabellen, DM 31,20
HEFT 829 Dr. H. Strack, Bonn Glimmentladung im Innern eines kathodischen Rohres
1960,34 Seiten, 16 Abb., DM 10,30
HEFT 832 Prof Dr. G. Ecker, D. Voslamber, Bonn Die Impulsstreuungsmomente in kollektiven Gesamtheiten
1960,49 Seiten, 4 Abb., DM 15,10
HEFT 836 H. Borchardt, Miilheim (Ruhr) Physikalisch-technische Grundlagen der meteocologischen Anwendung von Radar nach Erfahrungen mit der Wetterradaranlage des Institutes flir Mikrowellen in der Deutschen Versuchsanstalt flir Luftfahrt e. V. Mlilheim (Ruhr)
HEFT 853
1960, 139 Seiten, 59 Abb., 5 Tabellen, 4 Tafeln, 5 Bildserien, DM 39,90
Prof Dr. W. Weizel lind Dr. G. Albrecht, Bonn Glimmentladungssaulen ohne Wand bei hoheren Driicken
1960,35 Seiten, 19 Abb., DM 19,90
HEFT 857 Prof Dr. W. Weize/llnd Dipl.-Phys. F. Lallbe, Bonn Schichten im Faradayschen Dunkelrauul der Glimmentladung und e1ektrochemische Eigenschaften des Entladungsgases
1960, 72 Seiten, 47 Abb., DM 49,80
HEFT 862 Dipl.-Phys. Dr. W. Gerke, Bonn Drehstromglimmentladung im Stickstoff
1960,39 Seiten, 22 Abb., 2 Tabellen, DM 12,50
HEFT 871
Prof. Dr. W. WeiZel und Dr. H. Herrmann, Koln Betriebsbedingungen einer Glimmentladung in aggressi ven Gasen
1960,26 Seiten, 14 Abb., DM 14,-
HEFT 872 Prof Dr. W. Weizel und Dr. H. Franke, Bonn Untersuchungen an stromenden Stickstoffnachleuchtplasmen einer positiven Saule
1960,53 Seiten, 24 Abb., DM 16,20
HEFT 904 Regierungsrat Dipl.-Ing. Otto Adam, Forschungsinstitut fiir Verfahrenstechnik an der Technischen Hochschule Aachen Untersuchung liber die Vorgiinge in feststoffbeladenen Gasstromen
1960, 166 Seiten, 86 Abb., 3 Tabellen, DM 48,20
HEFT 926 Prof. Dr.-Ing. Helmllt Wolf und Dr.-Ing. Siegfried Heitz, Institut fiir theoretische Geodiisie der Universitiit Bonn Zeitliche Schwerkraft-Anderungen in ihrer Bedeutung flir die praktische Gravimetrie
1961,70 Seiten, 14 Abb., DM 20,20
HEFT 933 Dipl.-Ing. Klaus Stamm, Laboratorium fiir Ultraschall an der Technischen Hochschule Aachen Die Vernebelung schmelzbarer Festkorper mit Ultraschall
1960,24 Seiten, 21 Abb., DM 9,20
HEFT 944 Dipl.-Phys. Giinter Waidmann, Gesellschaft Zllr Fordtrung der Glimmentladungsforschung e. V., Kjjln Nitrierung dlinner StahIschichten mit Hilfe ciner Glimmentladung
1961,50 Seiten, 31 Abb., 2 Tabellen, DM 16,30
HEFT 975 Ptof Dr. A. Narath, Institut fiir angewandle Ph%chemie lind Film/echnik der Technischen Universilat Berlin Dber die Herstellung von Kernspuremulsionen
1961,36 Seiten, 10 Abb., 1 Tabel/e, DM 11,50
HEFT 976 Dipl.-Phys. Horsl KiiPPer!, Instil,,1 fiir Theorelische Physik der Universiliil Kijln Die Untersuchung der Ausbreitung von Stoflwellen in Platten auf schlierenoptischem und spannungsoptischem Wege
1961,62 Scilen, 77 Abb., 5 Tabellen, DAf 44,60
HEFT 983 Prof. Dr.-Ing. Pa,,1 Hadlalsch, Aerodynamisches
Inslil"t, Aachen Berechnung der Druckwellen in Brennstolfeinspritzsystemen und in h ydraulischcn Venti!steuerungen
1961,108 Scilen, 31 Abb., DM 33,90
HEFT 985 Dr. Hans Strack, Gesellschaft zur Fijrderung der Glimmenllad"ngsforschung e. v., Kdln Temperaturmessung in Glimmentladungen
1962,44 Seiten, 18 Abb., DM 14,30
HEPT986 Dr.-Ing. Jameel Ahmad Khan, Aerodynamisches Instil,,1 der Technischen Hochsch"le Aachen Untersuchungen zur instationaren Strbmung durch uostetige Querschnittsaoderungen in Druckleitungen von Einspritzsystemen
1961, 76 Seilen, 47 Abb., 1 Tab., DM 28,60
HEFT 987 Dr.-Ing. Wilhelm Bosch, Aerodynamisches 1nstilul der Technischen Hochsch"le Aachen Untersuchungen zur instationaren reibenden Strbmung in Druckleitungen von Eiospritzsystemen
1961,56 Seiten, 37 Abb., DM 20,-
HEFT 988 Dr.-Ing. Werner Wilhelm lind Dipl.-Ing. Rudolf Jiirgler, Aerodynamisches Instilul der Technischen Hochsch"le Aachen Nichtstationare, eindimensionale und reibungsfreie Gasstrbmung schwach kompressibler Medieo in Rohren mit einigen unstetigen Qucrschnittsanderungen
1961, 70 Seilen, 17 Abb., DM 21,50
HEFT 989 Dr.·Ing. Werner Wilhelm, Aerodynamisches Inslil,,1
der Technischen Hochsch"le Aachen EinAufl der Splilkanalabmessungen auf den Laduogswechsel kurbelkastengesplilter ZweitaktMotoreo
1961,99 Seilen, 37 Abb., 16 Tabellen, DM 35,30
HEFT 990 Dr.-Ing. Frieder Voigl, Aerodynamisches Instilul der Technischen Hochschule Aachen Vorgange beim Start eioer Oberschallstrbmung
1961,36 Seilen, 32 Seilen Bildanhang, DM 23,20
HEFT 991 Dipl.-Ing. Werner Preukschal, Aerodynamisches 1nstil,,1 der Techn;schen Hochsch"le Aachen Beschreibung eines Druckmeflgerates, das zur Messung geringer Druckschwankungen bei hohen Frequenzen geeignet ist
1961,22 Scilen, 14 Abb., 2 Tabellen, DM 8,80
HEFT 1001 Dipl.-Phys. Dr. rer. nat. G. Langner, IlIStil"t fiir Elektronenmikroskopie an der Medizinischen Akademie Diisseldorf Die Informationslibertragung bei der Mikroskopie mit Rbntgenstrahlen
1961, 126 Seilen, 7 Abb., DM 37,-
HEFT 1013 Prof. Dr. phil. H.Lange, Dr. rer. nat. K.H. Schmidt, Kijln Theoretische und experimentelle Untersuchung der Strahlengeometrie bei Texturgonoimetern
1961, 120 Seilen, 52 Abb., DM 38,30
HEFT 1014 Prof. Dr. phil. H. Lange, Dr.-Ing. E. Miiiler, Instilul fiir Theoreti",he Pbysik der Universiliil Kd/., Verfahren zur Bestimmung der Gleich- und Wechselfeldmagnetisierung kleiner Proben. Untersuchungen im System der Nickel-Zink-Ferrite
196 1, 90 Sei/en, 20 Abb., 34 Tab., DM 37,20
HEFT 1034 Dipl.-Phys. Bernd Kliiser, Ins/ilu! fiir Theoret;scbe Pbys;k der Un;vers;!iil Bonn Aufteilung der Entladungsenergie auf die Elektronen einer Glimmentladung
1961, 33 Sei!en, 21 Abb., DM 12,60
HEFT 1038 Dipl.-Pbys. H. Wichmann, Prof. Dr. phil. W. Weizel, Gesellschaft z"r Fdrderung der Glimmenlladungsf orschung e. V., Ins!ilut Kdln Der Einflufl einer Glimmentladung auf die Permeation von Gasen durch Metalle 1961, 58 Sciten, 28 Abb., II Skizzen, 2 Tab.,
DM 22,80
HEFT 1062 Dr.-Ing. H. Pfeiffer, Aerodynamisches IlISlilul der Techn. Hochschule Aachen Strbmuogsuntersuchungen an Kreiszylindern bei hohen Geschwindigkeiten
1962, 74 Seiten, 53 Abb., DM 26,-
HEFT 1074 Prof. Dr. rrr. techn. Fritz Rrllllrr, Dr. ru. nat. Grrhard Palzrlt, Institut fiir GM""trie Imd Praktische Mathematik der Rhein.-Westj. Tuhn. Hochschule Aachm Mathematische Behandlung einer angenaherten quasilinearen Potentialgleichung der ebenen kompressiblen Stromung.
HEFT 1080 Prof. Dr.-Ing. LudolJ Engel, Instilul fiir Maschinmwurn lind Elrklrolechnik der Bugakademie Clallslhal, C/auslhal-Zel/erjeld Theorie der handgeftihrten schlagenden Druckluftwerkzeuge und experimentelle Untersuchungen insbesondere an Abbauhammern im normalen und abnormalen Betrieb.
In Vorberdillng
HEFT 1098 Dr. Gerhard Albmht lind Prof. Dr. Giinler Ecker, Inslillli fiir Theorrtischr Physik der Univmiliil Bonn Die positive Saule unter dem Einfluf3 negativer lonen.
HEFT 1104 Dr. rer. nat. RudolJ Kohlhass, Dipl.-Physiker Marlin Braun, Inslillli fiir Throrrlische Physik der Univ<rsiliil Koln Abtdlllng fiir Metal/physik, Koln Die grundlegenden kalorimetrischen A uswertemethoden Herleitung der thermodynamischen Funktionen des reinen Eisens auf Gund von Messungen an einem Eisen-Mangan-System nach dem Verfahren der verzogerten Mischkalorimetrie.
In Vorbueilling
HEFT 1105 Prof. Dr. phil. Heinrich Lange, Dr. rer. nal. Frant ]ouf In der Smillm, Instilul fiir Theorelische Physik der Universiliil Koln, Abldlllngfiir Melal/physik, Kiiln Untersuchungen tiber das magnetische Verhalten dtinner Schichten von - Fe20 a bei kurzzeitiger Feldeinwirkung.
In Vorbereilllng
HEFT 1107 Palll Thomas, Inslilul fiir Throrrlische Physik der Universitiit Bonn Leuchtende Schichten im Faradayschen Dunkelraum der Glimmentladung in Brom-Argon-Gemischen.
In Vorbmilllng
HEFT 1124 Prof. Dr. G. Ecker, cando phys. W. Krol/, Dipl.-Phys. O. Zol/er, Inslitlll fiir Thrmtische Physik der Universitiil Bonn Fehlerabschatzung ftir Messungen mit magnetischen Sonden.
In Vorberdlllrg
HEFT 1144 Prof. Dr. phil. H. Billel, Dr. rer. nat. K. A. Hempel, Institllt fiir angewandtr P~ysik der Universiliil Miinster Untersuchungen zur ferrimagnetischen Resonanz an Ferriten bei 10 und 24 G Hz.
In Vorbereilling
HEFT 1163 Prof. Dr. phil. H. Bille!, Instillli fiir angewandle Physik der Univemfiit Miinslu Untersuchungen tiber das Rauschen strombelasteter Leiter In Vorbefeilung
HEFT 1168 Prof. Max Friedrich, Forschllngsslel/e fiir Brandschlltzlechnik an drr Techn. Hochschllle Karlsruhe Untersuchungen tiber das Verhalten und die Wirkungsweise verschiedener Trockenloschmittel
In Vorbereilllng
HEFT 1175 Dipl.-Ing. Klaus-Dieler Becker, Dr. rer. nat. Erhard Meister, Universitiil Saarbriicken Beitrag zur Theorie des Strahlungsfeldes dielektrischer Antennen In Vorberdiling
HEFT 1176 Dipl.-Phys. Alexander WasiljejJ, Universitiit Saarbriicken Breitbandimpedanzstudien an Ringschlitzantennen im cm-\'{'ellenbereich In Vorbereitllng
Ein Gesamtverzeichnis der Forschungsberichte, die folgende Gebiete umfassen, kann bei Bedarf vom Verlag angefordert werden: Az'tylen; Schweif3technik - Arbeitswissenschaft - Bau; Steine; Erden - Bergbau - Biologie - Chemie -Eisenverarbeitende Industrie - Elektrotechnik; Optik - Fahrzeugbau; Gasmotoren - Farbe; Papier ; Photographie - Fertigung - Funktechnik; Astronomie - Gaswirtschaft - Htittenwesen; Werkstoffkunde - KunststoffeLuftfahrt; Flugwissenschaften - Maschinenbau - Medizin; Pharmakologie ; NE-Metalle - Physik-Schall; Ultraschall- Schiffahrt - Textiltechnik ; Faserforschung ; Waschereiforschung - Turbinen - Verkehr - Wirtschaftswissenschaft.
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