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-

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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.

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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.

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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/ / // . / /. / .

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=~~.:.::::::/ 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

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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.

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Abb.26a

Abb.26b

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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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68

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

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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

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1960,59 Seiten, 36 Abb., DM 17,70

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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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