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Beitrge zum Stereomagnetismus II. 9ber das Perminvarproblem

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A N N A L E N D E R PHYSIK
L F O L G E , B A N D 1 7 , H E F T 2, M A 1 1 9 3 3
Beitrltge xum #tereomagnetismus II.
Uber das PerminvarprobZem
Von 0.v. A u w c r s umd H. K u h l e w e h
(Mit 22 Figuren)
(Mitteilung a m dem Forschungslaboratorium des Siemenskonzernsl
Im folgenden sol1 der Versuch gemacht werden, durch
Anwendung der in der vorstehenden Arbeit behandelten allgemeinen Grundgedanken auf eine besondere ModellvorsteUung
eine Erklarung fur die mannigfaltigen abweichenden magnetischen Eigenschaften der Perminvare zu finden.
Unter Perminvaren versteht man Eisen-Kobalt-NickelLegiernngen I) 2), die nach einer Gliihung mit nachfolgender
langsamer Abkuhlung konstante Permeabilitat haben; d. h. im
Anfang der Neukurve ist die Induktion B proportional der
Feldst2rke H ; auBerdem sind die Hysteresisschleifen anomal.
Die Hysteresisschleifeu sind eingeschniirt oder in der Mitte
ausgebaucht. Nan kann beobachten, daB der Perminvarcharakter hinsichtlich der Schleifenform eine Entwicklung aufweist;
die Schleife geht von der normalen uber die eingeschnurte
zur ausgebauchten Form, die zwei vollkommene Einschnurungen aufweist.2) Diese Entwicklung kann man erzielen durch
steigende Gliihtemperatur oder auch durch groBeren Kobaltzusatz (Fig. 1).
Eine Erkliirung fur diese abnormen Schleifentypen wurde
durch die Annnhme zweier rerschiedener Mischkristalle versucht, da man z. B. an einem Gemenge von Stahl und Permalloy , also einem Material mit hoher Koerzitivkraft und
groBem Hysteresisverlust und einem mit kleiner Koerzitivkraft
und hoher Anfangspermeabilitat, rein additiv ebenfalls Schleifen
mit einer gewissen Einschnurung erhalten kann.3)
1) G.W. Elrnen, Journ. Franklin-Inst. 906. S. 317. 1028; 207.
S. 553. 1929.
2) H.Kiihle w e i n , Wiss.Veriiff.a.d. Siemenskonz.X.H.2.5.72.1931.
3) U. M e y e r , Phys. Ztschr. 28. S. 919. 1927; E. G u m l i c h , Arch.
f. Elektrotechn. 9. 8. 153. 1920.
Annalen der Physik. 5 . Folge. 17.
9
122
Annalen der Physik. 5. Folge. Band 17. 1933
Bleiben wir zuerst bei der Vorstellung, da8 zwei verschiedene Mischkristallarten bei den Perminvaren vorhanden
seien. Der Mischkristall A habe eine groBe, der Mischkristall B
eine kleine Koerzitivkraft.
Weiter sollen die Mischkristalle A eine raumlich grogere
Ausdehnung haben als die Mischkristalle B. Es ist nun ohne
Fig. 1. Anderung des Perminvarcharakters mit der Zusammensetzung
und der Gliihtemperatur.
Gluhung: obere Reihe: 1 Std. 900O; untere Reihe: 1 Std. 1000°
weiteres zu erseben, dab das Streufeld eines A einen erheblichen EinfluB auf die umgebenden kleinen Mischkristalle B
mit der kleinen Koerzitivkraft haben mu8. Die kleinen B
werden zu Trabanten der grogen A.
Wir machten nun folgenden einfachen Modellversuch, den
der eine von uns schon fruher') gezeigt hat. Ein starker
Kobaltstahlmagnet und mehrere kleine Magnetnadeln um diesen
hernm wnrden - in einer Ebene auf Spitzen drehbar - in
ein homogenes Feld gebracht. Ohne Feld stellen sich die
kleinen Magnete in der Nahe des grogen nach dessen Streufeld
ein, wie Fig. 2 Stellung 2 zeigt. Es sei nun zum naheren
Verstiindnis alles E'olgenden der Verlauf der Magnetisierung
dieses Gebildes ausfuhrlich dargestellt:
Legen wir ein Feld an, der Einfachheit halber zuerst in
der Richtung, die der groBe Magnet schon innehat, so werden
sich mit wachsendem Feld allmiihlich zuerst die kleinen Nadeln
in groBerer, dann auch in kleinerer Entfernung vom groI3en
1) H. K i i h l c w e i n , Vortrag in der Deutsch. Phys. Ges. und der
Ges. f. techn. Phys. am 8. Juli 1932, Techn. Hochsch. Berlin-Charlottenburg.
v. Auwers u. KuMewein. Beitrage xum Stereomagnetismus I I . 123
Magneten in die Feldrichtung eindrehen, bis wir schlieBlich
Sattigung erhalten (Stellung 2).
Lassen wir das Feld wieder abnehmen, so werden sich zuerst
die Nadeln in der Polnkhe des groBen Magneten (Entfernung a)
wieder den Polen zudrehen und d a m wird das (negative)
Streufeld des groBen Magneten fur die Nadeln der Entfernung b erheblich griiBer als das noch angelegte (positive)
Feld. Die Nadeln b klappen desd
halb in die dem angelegten Feld
d4
entgegengesetzte Richtung: wir er- --. 4
halten Stellung 3.
/
\
Wird nun das Feld weiter ge' '
schwacht, bis auf Null, so erhalten r) Feld o
2) Feld
Sbalgung
wir die Remanenz (Stellung 4). Es
sind jetzt auch die Nadeln in der Ent1 . .
/
1
fernung c dem Streufeld des gro6en
"-_
Magneten gefolgt und in die dem / .'
\
- . A
vorher angelegten Feld annahernd
-. -.
entgegengesetzte Richtung umge- 31 FeiU
4 ) Feld 0
Remanenz
schlagen.
Legen wir nun ein steigendes
\ - - .-,
negatives Feld an, so werden erst
_c_
6die Nadeln der Entfernung cl um-lrlappen und die Nadeln c sich in
.die Eeldrichtung einrichten (Stel- s)Feid
61 Feld
lung 5). Steigern wir das E'eld Fig. 2. Perminvarmodell
weiter, so wird jetzt auch dor groBe
Magnet umklappen, mit ihm die Nadeln a. Wenn nun das (jetzt
positive) Streufeld des groBen Magneten groBer ist als das
angelegte (negative) Feld, so werden sich die rJadeln b nach
dem Streufeld richten und nach der positiven, also der dem
angelegten E'eld entgegengesetzten Richtung xuriickklappen
(Stellung 6).
Steigern wir das Feld weiter, so werden auch sclilieBlich
die Nadeln b wieder in die Feldrichtung umklappen und wir
erhalten negative Sattigung.
Bringt man nun um dieses Model1 noch eine Sekundiirmicklung an, so kann man den oben beschriebenen Verlauf
ballistisch verfolgen. Fig. 3 zeigt eine auf diese Weise gewonnene Hysteresisschleife, die die typische ausgebauchte Perminvarform aufweist.
Durch Anderung der Momente wie der Anordnung der
Magnete kann man alle miiglichen Schleifenformen erhalten.
-
-
- -- - -d
-
I
-
I
-9
- -
-.
--. -..
d
-
-
- ,. - - .
--.
-.
c
-
-
-
I
+
D*
Annalen der Physik. 5. Folge. Band 17. 1933
124
Die Kopplungs- oder Trabanfenanschauung bringt uns mit
Hilfe des Modellversuches schon den Eigenarten der Perminvare naher. Das Model1 erschopft infolge technischer Schwierigkeiten, wie z. R. die Wicdergsbe einer definierten Koerzitivkraft, noch keineswegs alle moglichen Kombinationen. Es
sollen deshalb a n Hand eines gedachten. Modells alle Moglichkeiten durchgerechnet werden.
Es seien vorhanden ein Magnetchen mit der angenommenen
Koerzitivkraft 3 und zwei mit der Koerzitivkraft 1. Aus Symmetriegriinden, um die Pu’eukurve richtig
beschreiben zu konnen, ist die An-u-Y
ordnung doppelt genommen worden
v
(Fig. 4). Wir wollen ein Beispiel
-Y
-&- v
mit willkurlichen Zahlenannahmen
2. Feld +
verfolgen : Das niaguetische Moment f fe/d 0
der Magnetchen mit der groI3en Xoerc-
-
-
~
----.)
-t
___c
-
3. feld
Saffkyny
Fig. 3. Modellversuch
Fig. 4
zitivkraft verandern H i r von 24 bis 0, das der Teilchen mit der
kleinen von 0 bis 12. Man kann sich clas rorerst einfach
rgumlich vorstellen, indem man das Moment proportional dem
Volumen setzt, bei der Annahme, da5 das magnetische Moment
der Volumeneinheit fur alle Magnetchen konstant ist. Das
Verhaltnis der Momente der Teilchen mit der groBen zu dem
der Teilchen mit der kleinen Koerzitivkraft wird immer so
gewahlt, daB die Summe der Momente, also der Ausdruck fur
die SBttigung, konstant = 48 bleibt. Wenn also z. B. clas
Moment der Nadeln mit der groBen Eoerzitivlrraft = 16 ist,
ist das Moment der mit der kleinen = 4, denn 2 16 = 32
und 4 4 = 16, Summe = 48.
Wir nehmen also Teilchen mit zwei verschiedenen, aber
gleichbleibenden Koerzitivkrkften a n , deren GriiBe, die dem
Moment entsprechen soll, verandert wird. Im folgenden seien
-
-
v. Auwers u. Kuhlewein. Beitrage xum Stereomagnetismus II. 125
die Teilchen mit groBer Koerzitivkraft mit C', die niit kleiner
mit V bezeichnet.
Weiter wird die Kopplung, d. h. das Streufeld, veriindert,
das die Teilchen U auf die Teilchen V ausuben. Diese Kopplung soll von 0 bis 8 wachsen. Wenn dies fur unser Beispiel
(Moment U = 16, Moment Y = 4) gilt, so soll das heiBen, die
Teilchen V liegen in einem Streufeld von 0 bis 8 der Teilthen U .
Wir setzen weiter das Streufeld proportional dem Moment
des Teilchens, von dem das Streufeld aGsgeht.
Veriindern wir das Moment U , so gilt fur das Streufeld,
in dem die Teilchen Y liegen:
-
-
HStreuPeld = 0-.bis-8.
Moment U.')
Hu-t v =
16
Unigekehrt erhalten die Teilchen U ein Streufeld durch die
Teilchen V , das fur unser Beispiel, wenn nur ein Teilchen V
auf U wirlrt, nur ein Viertel von H auf V betraigt, weil das
Moment V viermal so klein ist als das Moment U. Da aber
2 Teilchen V auf 1 Teilchen U wirken, ist fur unser Beispiel
H V 3 J J = ;H u , v *
Andern wir nun auch das Moment der Teilchen V , so
gilt allgemein :
(2)
Hv-*
=
"Streufeld
ti
~.Moment V .
= 0 bis
R
.-
Wir konnen nun bei h d e r u n g der Momente und der
Kopplung das Streufeld, das auf die Teilchen V wie auch auf
die Teilchen U ausgeubt wird, jeweils berechnen. Bringen wir
nun unser gedachtes Gebilde wieder in ein variables Feld, so
sind die Magnetisierungskurven, da wir ja auch die Roerzitivkraft der Teilchen kennen, ableitbar.
Fig. 5 bringt einige der berechneten Hysteresisschleifen.
Die Abszisse des Gesamtbildes gibt die Momente der Teilchen
an, Ordinate ist die Kopplung bzw. das Streufeld auf die
Teilchen V beini Moment U = 16 und V = 4, wie bei unserem
Beispiel. Es entstehen auf diese Weise 19 mehr oder weniger
verschiedene Schleifentypen. Bevor wir auf die Typenbeschreibung eingehen, sei ein Beispiel durchgerechnet.
Es sei
Moment U = 20,
7,
V = 2,
Kopplung = 1 ,
.
__ - .
1) Da die Skala fur das Moment U = 16 gilt, muB zur Reduktion
auf die Momenteneinheit durch 16 dividiert werden.
Annalen der Physik. 5 . Folge. Band 17. 1933
126
dann ist fur das Feld Null:
Beim Veld Null (vgl. Fig. 4, Stellung 1) erhalten also die
Teilchen V in der oberen Halfte das Feld - 1,25, in der
unteren Halfte + 1,25, die Teilchen U entsprechend + 0,25
und - 0,25. Das angelegte Feld uberlagert sich diesen
Streufeldern additiv. Den Magnetisierungsverlauf zeigt d a m
die folgende Tabelle:
Tabelle
0
+ 0,5
+ l,o
+ 1,5
+ 2,o
+ 2,25
+ 2,5
+4- 3,O
3,25
+ 3,O
+ 2,o
+ l,o
+ 0,5
+ 0,25
0
-1
-2
-3
- 3,25
- 1,25
- 0,76
- 0,26
+ 0,25
+ 0,75
+ 1,25
+ 1,75
+ 2,26
++ 2,75
3,25
+ 0,26
+ 0,75
+ 1,25
+ 1,75
+ 2,25
+ 2,o
+ 2,25
+ 2,75
+ 1,o + 3,5
+ 1,25 + 3,75
+ 1,7R + 4,25
+ 2,o + 2,o + 3,O
+ 1,75
+ 0,75
- 0,25
+ 0,25
+ 0,75
+ 1,25
+ 1,75
+ 2,o
+ 2,25
+ 2,75
+ 3,O
- 0,26
- 0,75
- l,o
- 1,25
- 2,25
- 3,25
- 4,25
- 2,o
Unser Beispiel wollen wir als ,,Fall 1'' bezeichnen.
Ad 1 . Mit steigendem Feld kijnnen sich die Teilchen U
oder V erst dann in die Feldrichtung einstellen, wenn das Feld
an ihrem Orte die zugehorige Koerzitivkraft erreicht hat.
Ad. 2. Dies ist f u r die Teilchen V der oberen Halfte
(die in der unteren Halfte stehen bereits richtig) bei einem
v. Auwers u. Iiiihlewein. Beitrage zum Stereomagnetismus I I . 127
+
angelegten Feld von H = 2,25 (Fig. 4, Stellung 2) erreicht.
Wenn diese Teilchen umgeklappt sind, erhalt das dazugehorige Magnetchen U ein dem angeren Feld entgegengesetztes
Streufeld. Ea kann hierbei der Fall eintreten (Fall a),
wenn bei groBer Kopplung das Moment V > Moment U ist,
daB die Teilchen V auf die Teilchen U ein so groBes Feld
ausiiben, daB Hv-+u negativ und groBer als die Koerzitivkraft
von U wird (Fig. 4, Stellung 5). Die Teilchen mit groBer
Koerzitivkraft werden also jetzt zu Trabanten der Teilchen
mit kleiner Koerzitivkraft (Fig. 5, Typ 15 u. 16). Ein anderer
0
-#WIMP
*
a
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.an&sWqwrn2
4
L
Fig. 5. Errechnete Schleifentypen bei Veranderung der Momente
und der Kupplung
nioglicher Fall ist folgender (Fall 3): Wenn das Moment U
> Moment V und die Kopplung grog ist, so erhalten die
Teilchen V ein so groBes Streufeld, daB die Teilchen U trotz
ihrer griifleren Koerzitivkraft zuerst in die Feldrichtung umlrlappen (Fig. 4, Stellung 6; Fig. 5, Typ 13). Es kann auch
der Zwischenfall eintreten (Fall 4), daB die Teilchen U und V
gleichzeitig das Feld ihrer Koerzitivkraft erreichen, so daB die
Sattigung mit einemmal erreicht wird (Fig. 5, Typ 12). Wird
nun Moment U noch groBer als Moment T I oder die Kopplung
noch griiBer (Fall 5), so wird nacli dem Umklappen der Teilchen U das Streufeld auf die Teilchen V grog genug, daB
diese sich entgegengesetzt zur Feldrichtung einstellen, ahnlich
den Teilchen b bei unserem Modellversuch. Wir erhalten also
die Stellung 4 (Fig. 5, Typ 18 und 19).
Ad 3. Steigern wir jetzt in unserem Beispiel das Feld
weiter, so erhalten wir schliefilieh die Sattigung. Haben wir
128
Annalen der Physik. 5. Folge. Band
1'7. 1933
die Sattigung erreicht, so ist in unserenl Schema die obero
wie die untere Halfte gleich zu betrachten.
Ad 4. Beschreiben wir nun die Schleife und vermindern
das Feld wieder, so erhalten in unserem Beispiel die Teilchen Y
bereits bevor das Feld Null wird, durch das Streufeld der
Teilchen U ein negatives Feld von der GrisBe ihrer Koerzitivkraft. Sie klappen in die negative Feldrichtung urn (Stellung 4).
Dieses Umklappen erfolgt je nach den Momenten und der
Kopplung schon bei positivem oder erst bei negativem Feld.
I n Fall 2 (Typ 15 und 16) schlagen die Teilchen U entsprechend
Stellung 5 zuerst wieder um; in den Fallen 3-5 ist jedoch
das Verhalten wie in unserem Beispiel.
Ad 5. 1st das Feld nun durch Null hindurch negativ so
grog geworden, daB sich auch die Teilchen U in einem Feld,
das ihrer Koerzitivkraft entspricht, befinden, so erhalten wir
die negative Sattigung. I n den Fallen 2-5 wiederholt sich
teilweise das unter 3. angefuhrte Verhalten.
Auf die gleiche Weise konnen wir auch nichtausgesteuerte
Schleifen beschreiben, indem wir das Feld nach dem ersten
Induktionszuwachs wieder verkleinern. Diese nicht ausgesteuerten Schleifen sind zum Teil in Fig. 5 mit eingezeichnet.
Wenn wir nun die verschiedenen Schleifentypen betrachten
und diese mit den gemessenen Schleifentypen vergleichen, so
mussen wir uns Tor Augen halten, daB wir bei unseren Berechnungen zwei gsnz genau definierte Xoerzitivkrafte, auf
deren Bedeutung sphter eingegangen wird, angenommen haben.
In der Praxis diirften diese Koerzitivkraf'te infolge kleiner Ungleichmafiigkeiten des Materials etwas streuen. Wahrend also
unsere berechneten Schleifen infolge nur zweier Ummagnetisierungsmoglichkeiten sehr eckig sind, werden die an technischen Materialien gemessenen Schleifen in allen Teilen abgerundet und ausgeglichener sein.
Die Schleifentypen 1-3, die man fu r die Kopplung Null
erhalt, bekommt man in der Praxis, wenn man zwei verschiedene Materialien ]parallel schaltet, wie friiher zur Erklirung des Perminvarcharakters versucht wurde.1) Auch bei
Legierungen kann man ofter Schleifen beobachten, die namentlich dem Typ 1 entsprechen (Fig. 6). Die Schleifen haben ihre
schmalste Stelle beim Durchlaufen der Abszisse und sind
oben und unten breiter. Die Neukurve liegt irnmer innerhalb
der Schleife und die kleinen Schleifen verlaufen ganz normal.
Die Itemanenz ist imnier groB. Die Typen 4 und 5 (Kopplung = 1)
1) E. G u m l i c b , a.a. 0.; U.Meyer, a . a . 0.
v. Auwers u. Kiihlewein. Beitrage xum Stereomagnetismus II. 129
zeigen nun die typisclien eingeschniirten Permiiivarschleifen
und die Neukurve liegt auBerhalb der Schleife. Fig. 7 zeigt
den T y p 4 an einem
IOOUL
praktischen Beispiel.
Mit steigendem
Moment der Teilt w
chen li geht nun bei
rung allmahlich uber (6 gs QC 43 02 gi
in die Ausbauchung
(Typ 7 und 11). Typ 6
ist ein Zwischenfall, der in unserer _-Zeichnung, die nur --einen Auszug zeigt,
m01
nicht vorkommt. Bei Fig. G. Typ 1. 73,5O/, Ni; 20,5*/, Fe; tio/, Co.
der ausgebauchten
1 Std. (rooo, im Ofen erkaltet
Form 7 liegt die Neuknrve innerhalb der Schleife und die kleinen Schleifen sind
bis auf Null eingeschnurt. Diese Form wurde bis jetzt
in der Praxis in reiner Form nicht beobachtet.
Betrachten wir nun zunaichst die Schleifentypen, die
mit steigender Kopplung bei
groflem Moment der Teilchen U (in Fig. 5 links) entstehen. Erhalten die Teilchen U und V gleichzeitig
clas Feld ihrer Koerzitivkraft, so erhalten wir Typ 12.
Fig. 8 zeigt diesen Fall an
einem gemessenen Beispiel,
wenn auch aus den angefiihrten Griinden in stark
ausgeglichener Form. Steigt
die Kopplung weiter an, so
erhalten schliefllich die Teilchen U vor den Teilchen V
ihr kritisches Feld und wir
erhalten Typ 13, die normale
ausgebauchte Form (Fig. 9).
Die Neukurve liegt bei gro- Fig. 7. ~ y 4.p 4Oo/, Ni; 40°/,Fe;
Beren Feldern auflerhalb der 2OU/,Co. 1Std. 900°, im Ofen erkaltet
roo-
prm
/
160.
%60.
20.
rI
$$I
$yf.
+
olloY
H./H&.i
40-
i
.-'
P P '
/4//
I
-
t2
/
--
nach der Entmagnetisierung werden die
Schleifen stark unsymmetrisch (Fig. 11).
Wird die Kopplung noch groBer, so
kommen wir schlieB-
v. Auzuers u. I<uhlewein. Beitrage zum Rtcreomagnetismus I I . 131
Versuchsergebnissen I)
bereits
ausfuhrlich
beschriebeu
wurde
(Fig. 12).
Mit abnehmendem Moment der
l'eilchen U werden
die beschriebenen
11/13. 65 O/, Ni ; 5 o/o Fe ; 30 O/, Co.
Schleifenformen erst Fig. 11. 1Typ
Std. lOOO", im Ofen erkaltet
bei groBerer Kopplung
erreicht. Die Remaiienz nimmt entsprechend dem zunehmenden Moment der Teilchen V ab. Bei abnehmendem Feld von
der Sattigung zur
Remanenz, sind die
Teilchen V schon vor
Erreichen der Remanenz in die negative
Feldrichtung zuriickgeklappt. E s ergibt
sich demnach fur die
Fig. 12. Typ 18. 35 Oii0 Ni ; 20 Fe; 45 Oi0 Co.
Remanenz:
1 Std. 1000°, im Ofen erkaltet
(3)
Br=
- 2 * Bd.Teilchen
Bs
Y*
Betraigt der I n duktionsanteil
der
Teilchen V 5 0 ° / , , so
erhalten wir schlieBlich die Remanenz
Null, also vollkommen
eingeschniirte Schleifen (Typ 10). Die
Neukurve liegt hierbei
nirgends nuoerhalb der
Schleife. pig. 13 zeigt
diesen Fall in der
Ni; 35O/, Fe; 45"/, Co.
Annaherung aus der Fig. 13. 'I'yp 10.
1 Std. l l O O o , im Ofen erkaltet
Praxis.
1) H. K u h l e w e i n , Wiss.Veroff, a. d.Siemenskonz.10. H.2. S. 72.1931.
132
Annalen der Physilc. 5. Folge. Band 17. 1933
Nimmt nun das Moment der Teilchen V weiter ZLI, SO
erhaIten wir entsprechend unserer obigen E'ormel negative
Remanenzen. Die Hysteresisschleife beschreibt also um den
Koordinatenanfangspunkt ein kleines Stuck mit Energiegewinn
(Typ 9 und 17). Dieser Fall ist auf den ersten Blick sehr unwahrscheinlich. Wir konnten jedoch des ofteren Schleifen
dieser Art, wenn auch nur bei kleiner
Aussteuerung, beobachten. Sie lagen
meist etwas unsymmetrisch (Fig. 14).
Steigern wir das Moment der
Teilchen V noch mehr, so erhalten
wir bei immer kleinerer Kopplung
den vorher beschriebenen Fall 2,
da13 die Teilchen U zu Trabanten
+r Teilchen V werden. Bei dem
Fig. 14. Typ 9,
Uhergang kann die gleiche Wahr450/0
Ni; 3 0 0 / ~Fe; 230'o cO. scheinlichkeit bestehen, daB beini
1 Std. goo", im Ofen erkaltet
Beschreiben der Schleife die Teilchen V Trabanten der Teilchen U oder unigekehrt Sind.
Mit steigender Kopplung ist nunmehr die zweite Moglichkeit gegeben und wr erhalten die Schleifentypen 14-17,
die den Typen 12, 13, 18 und 19 entsprechen. Die Remanenz
ist bei diesen Fallen:
BT= BR- 2 ' der Teilchen U *
(4)
Auf Grund unserer Vorstellungen haben wir also Hysteresisschleifen berechnet und gesehen, daB fast samtliche errechenbare Schleifentypen in der Praxis verwirklicht werden konnen.
Es kann noch hinzugefiigt werden, dai3 andererseits in der
Praxis bis jetzt kein Schleifentyp gefunden wurde, der in
unseren errechneten Schleifentypen nicht vorhanden ist.
Weiter haben wir schon friiher festgestellt (s. Fig. 11,
da8 eine Steigerung des Perminvarcharakters von der eingeschniirten iiber die ausgebauchte zur dreiteiligen Form erzielt
merden kann : 1. durch Gliihen bei hoherer Temperatur,
2. durch hijheren Kobaltzusatz.
Betrachten wir vorlikufig den zweiten Fall und nehmen
wir an, daB der steigende Kobaltzusatz dem Anwachsen der
Momente der Teilchen TJ entspricht, so wiirde das in unsereni
Typenbild bedeuten, da6 sich der Perminvarcharakter (in Fig. 5)
von rechts nach links entwickelt und gleichzeitig die Kopplung
steigt. Wenn wir uns also ein Perminvar entsprechend dem
vorausgehenden aus zwei Arten von Elementarteilchen zusammengesetzt denken, die sich durch ihre verschiedenen Koerzitiv-
v. Auwers u. Kuhlewein. Beitrage xum Stereomagnetismus II. 133
kriifte unterscheiden, so bewirlrt steigender Eiobaltgehalt ein
Anwachsen des Momentes der Teilchen U (mit der groBeren
Roerzitivkraft) und gleichzeitig eine gesteigerte Feldwirkung
cler Teilchen U auf die Teilchen V .
Zwei Analogieschlusse
I n der voraufgehenden Arbeit haben wir uns bemuht, die
allgemeine Bedeutung des Kopplungsfeldes einerseits, der Uberstruktur andererseits f iir den Magnetismus hervorzuheben und
auf S. 124ff. haben wir die uberraschende Ubereinstimmung einer
einfachen Modellvorstellung mit der Erfahrung am FeCoNiSystem aufgezeigt. Die Literat?: der letzten Jahre hat zwar
den Zusammenhang zwischen Uberstruktur und Entstehung
des Ferromagnetismus - beispielsweise in den H e u s 1e r schen
Legierungen - erkannt. Sie hat dabei aber die raumlichgeometrische Seite des Kopplungsfeldes auBer acht gelassen.
Unsere Aufgabe wird sein zu sehen, welche Abwandlungen die
bisherigen Anschauungen gewinnen, wenn man den Richtungssjnn des Kopplungsfeldes mit den Eigentumlichkeiten der
Uberstrukturen verkniipft, d. 11. a e n n man die Besonderlieiten
eines regezmapi’igl) aufgebauten Modells mit der Rirklichkeit
des kristallinen Metallgitters vergleichen will.
Wir machen jetz t zwei Analogieschlusse, deren Berechtigung 3, nur an der Widerspruchsfreiheit rnit der Erfahrung
gemessen werden kann: erstens identifiixieren wir die Elementarteilchen unseres Modells unmittelbar mit den Atomen des
Iiristallgitters und zweitens suchen wir die kristallographisch
unbekannte 4, Lagenverteilung der Fe-, Co- und Ni;Atome im
Gitter durch Vergleich mit dem bestbekannten terngren System,
1) Uberstruktur.
2) Kopplungsfeld.
3) Solanee experimentell wedcr eine Qberstruktur noch eine Ausscheidung od& hekrogener Zerfall eines Mischkristalles nachweisbar ist,
bleibt die hier vorgeschlagene Anschauung durchaus hypothetisch. Vor
:illem kann iiber die atomare oder kristalline Ausdehnung der Teilchen U und V bis heute auf Grund der Erfahrung nichts Bindendes
ausgesagt werden. Wir sehen in der Tatsache, da8 weder das mikrosltopische noeh das RGntgenbild bisher einen Anhalt fur einen heterogenen Aufbau geliefert hat, zunachst eine Rechtfertigung f u r den im
folgenden eingeschlsgcnen Weg. Hierauf wird in einer spltercn Arbeit
noch ausfiihrlicher .zuriickzukommen sein.
4) Getrennte Uberstrukturtikn sind bei der Gleichheit der Atomgewichtc schwer nachweisbar und ~~ntensitutsunterschiede
zur Restimmung der einzelnen Lagen erfordern besondere Untcrsuchungen. die
iiber unsere zur Bestimmung dcs liristallgitters gemachten Aufnahmen
hinausgehen.
134
Annabn der Physik. 5. Folge. Band 17. 1933
in dem verwandte Verhaltnisse vorliegen, dem A1-Mn-CuSystem, aufzufinden. ,.Die p-Phase der Heuslerschen Legierung Cu,AlMn mit Uberstruktur ist durch die Arbeiten von
P o t t e r ’ ) , Persson2) und 0. H e u s l e r s ) gut bekannt, und zwar
ist im Idealfall die Verteilung der Atome auf die verschiedenen
Gitterpunkte durch folgende Tatsachen gekennzeichnet (Fig. 15):
1. Das Gesamtgitter ist einfach
kubisch raumzentriert.
2. Die Al-Atome besetzen in
diesem Gitter ein kubisch flachenzentriertes Gitter mit doppelter
Wiirfelkantenlan ge.
3. Die Mn-Atome sind auf
Wiirfelkantenmitten des groBen Elementarkubus und in der Mitte.
Fig. 15. Model1 d e r H e u s l e r 4. Die Cu-Atome besetzen die
schen Legiernngen.
8 raumzentrierten Lagen der 8 klei0 Al, o CU und MR
nen Elementarwurfel.
Vergleicht man die Entwicklung des Ferromagnetismus
(Fig. 16), wie sie hauptsachlich durch die Arbeiten von
Fr. H e u s l e r , E. H a u p t , A. S e m m und E. Take4) bekannt
ist, mit dem oben beschriebenen Kristallgitter, erkennt man,
daB der optimale Al-Gehalt konstant 25 Atom-Prozent bleibt,
wahrend Cu und Mn entsprechend den Anschauungen von
Fr. H e u s l e r und E’r. R i c h a r z isomorph ersetzbar sind, wobei mi! stejgendem Mn-Gehalt die Magnetisierbarkeit zunimmt.
Die Ubereinstimmung der chemisch-magnetischen und der
kristallographisch-magnetischen Studien ist bekanntlich seit
den Arbeiten von P o t t e r und P e r s s o n vollkommsn.
Vergleicht man hiermit die uns interessierenden Lagen
der Perrninvargebiete j j im FeCoNi-System, wie sie durch die
Arbeiten von G. W. E l m e n 6, und H. Kiihlewein 7) bekannt
sind (Fig. 17), fallt die Analogie der Lage des Hauptgebietes
1) H. H. P o t t e r , Proc. Phys. SOC.41. S. 135. 1929.
2) E. P e r s s o n , Ztschr. f. Phys. 67. S. 115. 1929.
3) Vortrag auf der Gautagung der Deutsch. Phys. Ges. in Darmstadt
am 11.Fsbruar 1933.
4) Uber Literatur vgl. 0. v. A u w e r s , Ztschr. f. anorg. Chem. 108.
S. 49. 1919; Jahrb. f. Radioakt. u. Elektr..l7. S. 181. 1921.
5) Im ersten Fall wird durch die Uberstruktur Ferromagnetismus
(durch Elektronenumbau und Platzwechsel), im zweiten Fall Perminvarcharakter (durch Platzwechsel) hervorgerufen.
6) G. W . E l m e n , a . a 0.
7) H. K i i h l e w e i n , a. a. 0.
v. Auwers u. I<uhlezuein. Beitrage zum Stereomagnetismus I I . 135
cu
Afom %
Af
Fig. 16. Magnetisierbarkeit Heuslerscher Legierungen
sofort in die Augen, wenn man F e mit Al, Ni mit Cu und
Co init Mn identifiziert. Wir kom.?ien somit durch AnalogieschluB zu der Auffassung, daB die Uberstruktur der Perminvare
a. €3. durch folgendes Gitter beschrieben werden kann:
Ni
L
Fe
80
-
60
LO
20
co
fe
Fig. 17. Perminvargebiete
im Eisen-Kobalt-Nickel-Diagramm
Fig. 18. Mogliches Perminvargitter
1. Das Gesamtgitter ist einfach kubisch-flachenzentriert.
2. Die Fe-Atome besetaen in diesem Gitter ein einfaches
kubisches Gitter, dessen Wiirfelkante gleich der Wiirfelkantenlange des y-Gitters ist.
136
Annalen der Physik. 5. Folge. Band 17. 1933
Wir haben also im Idealfall die Formel Fe(CoNi),, wobei
Co und Ni isomorph ersetzbar sind (Fig. 18).
Perminvarcharakter als Folge von aberetruktur
Betrachten wir ?.un&chst eine Fe-Co-Ni-Legierung
mit
25 Olio Eisen: 1st eine Uberstruktur, wie oben beschrieben, vorhanden und identifizieren wir die Fe-Atqme mit den Teilchen V ,
entsprechend unseren vorhergehenden Uberlegungen, und die
Ni- uncl Co-Atome, die isomorph ersetzbar seien, mit den
Teilchen U , so werden die Fe-Atome im Vektorfeld]) der Nibzw. Co-Atome und umgekehrt stehen, d. h. der Magnetisierungsvektor der We-Atome ist dem fier Ni- und Co-Atonie antiparallel gerichtet. Infolge der Uberstruktnr hat jedes Atom
die gleichen Nachbarntome; hierdurch ist auch das Vektorfeld
auf jedes gleichartige Atom genau definiert; auBerdem hat das
ganze Gebilde ein Minimum an potentieller Energie.
Rechnen wir iiberschlagsweise ein Beispiel durch:
Wir setzen die Feldwirltung der Nnchbaratonie anf ein
Atom proportional der Zahl Z der im kleinsten Abstande
befindlichen Nachbaratoine, proportional deren Moment M und
uingekehrt proportional der 3. Potenz ihres Abstandes d3) Also:
(5)
H N Z . -M
.
dd
Demnach ergeben sich f u r das Vektorfeld (friiher Kopplungsgrad) der Ni-Co-Atome auf die Fe-Atome (HNi--Co+ FP) die
Restimniungsgrol3en zu: 2 = 12 (rgl. Fig. 18); 134 fur Ni = 3,
f u r Co = 9 (das Gesamtmoment liegt entsprechend dem prozentualen Verhaltnis des Nickel- und Kobaltgehaltes zwischen
wenn a die Wiirfelknnte ist.
diesen beiden Werten); d = ",
1'2
Fur das Vektorfeld der Fe-Atome auf die Ni-Co-Atome
a
( H ~ ~NiCo):
+ z = 4; M = 134); a = -.
-.
v2
1) Vgl. die vorstehende. Arbeit S. 117, FuBnote 2.
2) Bei diesen ganzen Uberlegungen sind die reversiblen RIagnetisierungsprozeese, also die Drehprozesse, auBer acht gelassen.
3) Eine genauere Rechnung muB selbstverstiindlich auch die
Summenwirkung der entfernteren Atome beriicksichtigen (vgl. z. B.
L. N Bel, Dissertation StraUburg 1932). Die vereinfachten Annahmen
wurden gemzeht, um vorerst eine qualitative Durchrechnuug der Perminvarerscheinungen zu ermiiglichen. Wie weit sic im einzelnen der
Wirklichkeit entsprechen , kann erst die Auswertung neuer im Gange
befindlicher Versuche crgeben.
4) Die Neigung der Sattigungsebene im Eisen-Kobalt-NickelDiagramm beweist, da6 das Eisen im ganzen Bercich des y-Gitters mit
einem Moment von 13 W e i W scben Magnetonen eingeht.
v. Auwers u.Kiilzbwein. Beitrage xum Stereomagnetismus II. 137
Wahlen wir auBerdem, der Einfachkeit halber, vorerst
einen willkiirlichen Wert fur das Eigenfeld (fruher Koerzitivkraft) des Eisens (Heig.F ~ )und des Ni-Co-Gitters (Heig.N i ~ o ) ,
wobei jedoch He,,, <
Nice sei,
so lassen sich die
Schleifentypen der Fig. 19 errechnen.
FY
8111.5010
Fig. 19.
Fig. 20.
Errechnete Perminvarschleifen. 25 o/io F e konstant.
Ileig. Fe = 3; HeIg. NiCo = l2
Heig.NiCo und HNiCo
veranderlich
--f
Fe
Die Schleifen gehen mit steigendem Kobaltgehalt vom
eingeschnurten uber den ausgebauchten zum dreiteiligen Typ.
Die Remanenz ist hierbei entsprechend Formel (3) (S. 131)
B7 = Be - 2 BFe
(6)
gleich Sattigung minus dem doppelten Induktionsanteil des
Eisens.
Verwenden wir auch fur die Eigenfelderl) die Formel (5),
so ergeben sich die BestimmungsgroBen fur Heig.Fe zu: 2 = 6 ;
1) Die formale Ableitung der Eigenfelder oder ,,Koerzitivkrafte"
aus der Geometrie der Atome nur d i e m Gitters (2. B. Fe) mag als
Widerspruch zu der bevorxugten Wirkung der ,,nachsten Nachbarn"
empfunden werden. Abgesehen von der schon fruher gemachten Einschrankung (FuBnote 2, S. 136) besagt der Ansatx jedoch nichts anderes,
als da8 es fur alle xu einem Gitter gehSrigen Atome eine bestimmte
FeldgroBe geben soll, die von dem Vektorfeld des anderen Gitters abspaltbar so wirkt, als ob sie ein Eigenfeld ist. Wie weit sich diese
FeldgroBe von der chemischen Zusammensetzung - also auch dem
Vektorfeld des anderen Gitters - als unabbhgig erweist, kann erst die
10
Annalen der Physik. 5 . Folge. 17.
138
Annalen deer Physik. 5. Folge. Band 17. 1933
M = 13; d = a, und fiir H,i,,Ni-co: Z = 8 ; M wie oben, entsprechend dem prozentualen Verhaltnis des Nickel- und Kobalta
gehaltes, zwischen 3 und 9 ; d = - Damit errechnen sich
7j2 *
die Schleifen der Fig. 20.
Hierbei werden bei geringem Kobaltgehalt , en tsprechend
unserem Typenbild 5 ganz rechts, die Ni- und Co-Atome zu
Trabanten des Eisens.
Wir haben bei diesen fjberlegungen 4 FeldgroBen benotigt,
namlich 1. das Vektorfeld der Ni- und Co-Atome auf die FeAtome HNiCo + F e , 2. das Vektorfeld der Fe-Atome auf die
Ni- und Co-Atome HFe+NiCo, 3. das Eigenfeld der Ni- und
Co-Atome Heig.Nico und 4. das Eigenfeld der F e - Atome
Heig.F ~ . H N ~+
c Fe
~ und Heig.xico steigen mit wachsendem
Kobaltgehalt entsprechend dem prozentualen Anteil des Nickels
und Kobalts, wahrend H F e .+ NiCo und Heig.Fe konstant bleiben,
da wir die Voraussetzung machten, daB der Eisenanteil mit
25O/,, unverandert bleiben soll.
Wir haben nun zwei verschiedenartige Perminvargebiete
kennengelernt, die sich jedoch in ihren Schleifenformen grundsatzlich nicht unterscheiden. Das eine liegt bei niedrigem
Kobaltgehalt , wenn die Ni-Co-Atome zu Trabanten der FeAtome werden, das andere bei hoherem Kobaltgehalt ; hier
sind die Fe-Atome die Trabanten.
Die Grenze dieser beiden Gebiete ergibt sich aus folgenden oberlegungen: beschreiben wir das Schleifenstiick von der
Sattigung zur Remanenz, so werden bei einem gewissen noch
positiven Feld H , wenn z. B. die Ni-Co-Atome Trabanten der
Fe-Atome sind, die Ni-Co-Atome ein negatives Feld, von der
GroBe Heig.N i ~ o , erhalten, weil ja HFe+ NiCo dem angelegten
Felde entgegengesetzt wird, und die Ni-Co-Atome klappen
hinsichtlich ihres Magnetisierungsvektors in die dem angelegten
spatere Analyse an Hand der Erfahrung ergeben. Zur Erleichterung
der physikalischen Vorstellbarkeit dieser ,,Eigenfelder'< sei z.B. an die
Tatsache erinnert, daB die freie Drehbarkeit der Metallionen in hydratisierten Salzen nach J. H. v a n V l e c k in erster Linie von der Symmetrie
oder Unsymmetrie der elektrischen Felder, in denen sich die Ionen
befinden, abhiingt. Vgl. dazu auch die Bemerkungen von E. V o g t
(Phys. Ztschr. 34. S. 207. 1933) zu dem ahnlich gelagerten Fall der Bahnkopplung bei groBen Verdiinnungen.
Anm. bei der Korrektur: Zu einer vijllig analogen Anschauung
einer geonzetrisch-wahlweisen Wirkung der Wechselwirkung ist in neuester
Zeit R. F o r r e r , Journ. de Phys. et le Rad. (7) 4. S. 109. 1933, gekommen.
v. Auwers u.Kiihlewein. Beitrage zum Stereornagnetismus I I . 139
Felde entgegengesetzte Richtung um. Die Ni-Co-Atome sind
also Trabanten der Eisen-Atome, wenn:
-
H = H F e 3 NiCo Heig. NiCo
(7)
und ebenso umgekehrt die Fe-Atome Trabanten der Xi-CoAtome, wenn:
H' = IJNiCo --f F e - H e i g . Fe
(8)
ist. Die Grenze zwischen den beiden Perminvargebieten ist
also erreicht, wenn rnit wachsendem Co-Gehalt H = H' wird,
oder wenn
H F e -+ NiCo - H e i g . NiCo = HNlCo 3 Fe - H e i g . Fe
(9)
ist. Anf Bhnliche Weise lassen sich auch die Grenzen fur die
verschiedenen Schkijentypen angeben. Betrachten wir nur das
zweite Perminvargebiet mit hoherem Co-Gehalt, wenn also
F e Trabant von Ni-Co ist. Der eingeschniirte Typ unterscheidet sich vom ausgebauchten dadurch, daB bei ihm
mit steigendem Feld zuerst die Fe-Atome und erst spater die
Ni-Co-Atome ein Feld erhalten, das ihrem Eigenfeld entspricht. Beim ausgebauch,telt Typ ist es umgekehrt. Hierdurch
sind beim eingeschniirten Typ die nichlausgesteuerten Schleifen
bis auf Null eingeschniirt, da bei diesem Feld nur die Trabanten, die bei abnehmenden Feld wieder in ihre urspriingliche Lage zuruckklappen, in die Feldrichtung umgeklappt
waren, wahrend beim ausgebauchten Typ die nichtausgesteuerten
Schleifen die Endremunenx erhalten. F u r den eingeschniirten
Typ gilt also:
HNiCo --f Fe $- Hetg. Fe < HFe 3 NiCo
H e i g . NiCo
(10)
und fur den ausgebauehten Typ:
+
HNGO
-f Fe
Heig. Fe > H F e +PNiCo f Heig. NiCo *
(11)
Fur die Grenxe, bei der mit steigendem Co-Gehalt der eingeschnurte in den ausgebauchten Typ iibergeht, gilt demnach
Formel:
HNiCo -+ Fe
H e i g . Fe = H F e +NiCo f H e i g . NiCo
(12)
Weiterhin geht mit steigendem Kobaltgelialt der ausgebaute Typ in den dreiteiligen Typ iiber, wenn H N i C o + F e
einen so grogen Wert erreicht hat, daB infolge der Umpolung
der Ni-Co-Atome die Fe-Atome sich in die erttgegengesetxte
Richtung umpolen mussen. Dies ist dann erreicht, wenn
+
(13)
ist.
HNiCo --f Fe
- H e i g . Fe = H F e -f NiCo
-
+
H e i g . NiCo
10*
140
Annalen der Physik. 5. Folge. Band 17. 1933
Bxperimentelle Unterlagen
fur den oberstrukturcharakter der Perminvare
Bei samtlichen von uns untersuchten Perminvarlegiermngen
zeigt die Widerstandstemperaturkurve bei 600-800° einen Knick
(Fig. 21) ganz entsprechend den JJntersuchungen von G r u b e l)
am Cu-Au-System, wenn dort Uberstruktur auftritt. Dieser
Knick tritt bei langsam ab35%fi,m c o gekiihlten wie auch bei abge40000 schreckten Legierungen auf.
Q=J"U
Der Curiepunkt kann hierbei, je nach der Legierungszusammensetzung, unterhalb oder oberhalb dieser
Temperatur liegen.
Aus diesem Verlauf
der Widerstandstemperaturkurve kann man schlieBen,
daB der ProzeB I (vgl. die
vorstehende Arbeit S. 11 7),
der die Voraussc>zung fur
die Bildung von Uberstruktur ist, beim Abkuhlen stattgefunden hat. Mit steigender
Temperatur zerfallt der dadurch geschaffene
0 I00 ZOO 300 400 500 600 700 800 900
wieder zwischen 600 u. 800O.
Fig. 21 Widerstandstemperaturkurve ~~~fiih~li~,~ versuche hieriiber sind zur Zeit im Gange.
Ein Platzwechsel der Atome im Gitter beansprucht naturgemai8 eine gewisse Zeit. Daher erhalt man Perminvarcharakter nur nach langsamer Abkuhlung .oder durch Tempern.
Wie z. B. der Perminvartypus, sprich oberstrukturcharakter,
durch Tempern herausgeholt werden kann, zeigt Fig. 22.
Die erste Gluhung betrug 1 Std. 1000° mit nachfolgender
langsamer Abkiihlung. Dabei ist der Perminvarcharakter nur
schwach ausgebildet worden. Dann wurde 2 Tage bei 420°
getempert; hierdurch wurde der Perminvarcharakter erheblich
verbessert. Wir niihern uns bereits dem dieser Legierungszusammensetzung entsprechenden Endzustand. Umfangreiche
derartige Temperungsversuche sind zur Zeit im Gange.
5 0 % ~ 1
1) Vgl. z. 6. U. Dehlinger u. L. G r a f , Ztschr. f. Phys. 61.
S. 359. 1930.
v. Auwers u. Kiihlewein. Beitrage xum StereomagnetismusfI. 141
Die Anfangsperrneabilitat mug, we?? groBe Kopplung
zwischen den Atomen herrscht, also bei Uberstruktur, analog
dem Modellversuch klein sein. Denn je griiger die Kopplung
ist, um so grofler mu8 das magnetisierende Feld sein, um die
Magnetisierungsvektoren in die Feldrichtung einzudrehen. Diese
Anfangspermeabilitat mug auch mit steigendem Feld koqstant
sein, da das Vektorfeld auf jedes gleichartige Atom bei Uberstruktur gleich grog ist und daher kann ein Barkhausensprung
----
1~~000'
W.4.2OO
Fig. 22. Temperungsversuch
erst erzielt werden, wenn samtliche Atome entweder Nickel
+ Kobalt oder Eisen, ein Feld entsprechend ihrem Eigenfeld
erhalten.
Experimentell wurde schon friiher festgestellt l), daB die
Anfangspermeabilitat mit steigendem Perminvarcharakter nbnimmt. Sie nimmt auch mit steigendem Kobaltgehalt ab.
Dies entspricht auch unserer Vorstellung, denn mit steigendem
Kobaltgehalt nimmt das Moment und damit das Vektorfeld bzw.
die Kopplung der Ni-Co-Atonie auf die Fe-Atome zu.
Beobachtet man die Anfangspermeabilitat einer abgeschreckten Legierung mit steigender Temperatur, so mu6 sie
demnach auch kleiner werden, wenn der Platzwechsel der
$tome sich vollzieht und wieder groBer weden, wenn infolge
der zunehmenden Temperaturbewegung die Uberstruktur zerstort wird. Dieser Verlauf wurde auch von G. W. E l m e n ?
gemessen.
1) H. K u h l e w e i n , a. a. 0.
2) G. W. E l m e n , a. a. 0.
142
Annalen der Physik. 5. Folge. Band 17. 1933
Diekuseion
Fragen wir uns nun zum SchluB noch einmal, was mit
dem hier vorgeschlagenen Bild gewonnen ist: der Perminvarcharakter ist unseres Wissens bisher l) von keiner Seite befriedigend gedeutet worden. Die Ansicht von E l m e n , da6
eine bei hohen Temperaturen, homogene feste Losung bei der
Abkuhlung in zwei Mischkristalle verschiedener Konzentration
zerfallt, haben schon M e s s k i n und K u s s m a n n 2 ) abgelehnt,
weil sie im Zustandsdiagrainm keine Stutze findet. Die
nachstliegende Hypothese ware, in Anlehnung an die bisher
im Kristallmagnetismus vorherrschende Spannungshypothese
eine besondere - etwa durch Ausscheidungen im Sinne vergiitbarer Legierungen bedingte - Spannungsverteilung anzunehmen , die eine gleichmaBige Verteilung zweier verschiedener, definierter Spannungszustande bedingte, die - nach
diesen Anschauungen - eine entsprechende Verteilung der
Koerzitivkrafte nach sich ziehen soll. Nach K u s s m a n n und
S c h a r n o w hangt der Perminvareffekt in ahnlicher Weise mit
dem Vorhandensein von Verunreinigungen zusammen , die bei
hoher Temperatur in Losung sind, durch die Warmebehandlung
aber zur Ausscheidung gebracht werden, und ihre Umgebung
in einen lokalen Spannungszustand versetzen, wahrend andere
Bezirke unverspannt bleiben. Es soll der Perminvarcharakter
um so besser ausgepragt sein, je unreiner das Material ist.
Unterlagen fur die letzte Behauptung sind nicht angegeben und
uns nicht bekannt. Die Rontgencliagramme beweisen jedoch im
Gegensatz zu allen angefiihrten Hypothesen. ein vollkommen
reilzes yGitter ohne jede Verspannung.
Unsere vorgegebene Deutung des Perminvarcharakters
erklart einerseits alle typischen Eigenschaften der Perminvare,
andererseits steht sie mit keinen experimentellen Ergebnissen
in Widerspruch.
Mit unserer Anschauung werden verstandlich: die Lage
@s Perminvargebietes im Eisen-Kobalt-Nickel-System, da der
Uberstrukturcharakter am giinstigsten mit 25 F e angenommen
wird; das abweichende Verhalten der Neukurve (Neukurve auBerI) Anm. bei der Korrektur: In einer Arbeit von 0. D a h l (Ztschr.
f. Metallkunde 24. S. 107. 1932), die uns leider entgangen war, wird an
Hand von Leitfahigkeitsmessungen die Frage erortert, ob die magnetischen Eigenschaften von Permalloy auf feinsten Ausscheidungen oder
auf Uberstrukturcharakter beruhen. 0. D a h l nimmt die Existenz der
Verbindung FeNi, an und weist auf die MSglichkeit der Verbindung
Fe(CoNi), bin.
2) W. S. M e s s k i n u. A. K u s s m a n n , Die ferromagnetischen Legierungen, Berlin 1932, S. 373.
v. Auwers u. Kiihlewein. Beitrage zum Xtereomagnetismus II. 143
halb der Schleife), das Auftreten und die Luge im Eisen-KobaltNickel-System der verschiedenen Xchleifentypen, sowie das
dnsteigen der Remanenx und das Absinken der Anfangsperxeabilitat mit steigendem Kobaltgehalt und die Anderung der
Schleijenform mit steigender Aussteuerung. Die genannten
Eigenschaften waren j a die unmittelbaren Folgerungen aus
unserer Anschauungsweise.
Im einzelnen konnen nun noch folgende Eigenschaften
erklart werden:
Konstante Anfangspermeabilitat: bei einem normalen ferromagnetischen Material finden schon bei sehr kleinen Feldern
irreversible Magnetisierungsvorgange statt, die sich mit steigendem Feld in ihrer Anzahl vergrobern, entsprechend dem
Verlauf der differentiellen Permeabilitat. Anders ausgedruckt :
bei einem normalen Material haben die verschiedenen Elementarteilchen, oder Koharenzgebiete verschieden groWe Koerzitivkraft
(etwa nach Art einer Maxwellverteilung). Teilchen mit sehr
kleiner Koerzitivkraft ergeben bereits bei entsprechend kleinen
Feldern einen irreversiblen Magnetisierungsanteil. Die PermeabilitFt ist nicht konstant. Bei allmahlicher Annaherung
an die oberstruktur aber erhalten alle Teilchen einer Atomart
gleiche aubere Bedingungen, und damit gleiche Koerzitivkraft.
Wahrend also bei einem norrnalon Material die irreversiblen
Magnetisierungsprozesse auf einen grogen Feldhereich verteilt
sind, konzentrieren sich diese beim Perminvar auf ein bzw. zwei
oder drei konkrete Felder. Mit steigendem Feld finden zuerst nur
reversible Magnetisierungsprozesse (Drehprozesse) statt: die
Permeabilitiit ist konstant und der Hysteresisverlust ist Null.
Erst bei einem bestimmten Feld setzen die irreversiblen Magnetisierungsprozesse ein. Hierdurch ist auch die friiher beschriebene definierte Koerzitivkraft bzw. der eine einzige grobe
Barkhansensprung verstandlich. Ebenso wird es auch selbstverstandlich, dab die Perminvare nicht entmagnetisierbar sind.
Denn mit abnehmendem Wechselstrom bleibt man von einem
bestimmten Augenblicke an mit dem Feldwert unterhalb des
definierten Feldes des grogen Barkhausensprunges. Man bleibt
also auf einer Remanenz
Nimmt man bei einem
,,entmagnetisierten" Material die Neukurve in Sprungen auf, so
erhalt man immer den Anstieg entweder von der positiven oder
von der negativen Remanenz aus.
Nach unseren Oberlegungen erscheint auch die thermische
Vorbehandlung plausibel. Man erhalt Perminvarcharakter,
1) H. Kiihlewein, Phys. Ztschr. 33. S. 348. 1932.
144
Annalen 'der Physik. 5. Folge. Band 17. 1933
sprich fjberstruktur , nur bei langsamer Abkiihlung oder
Tempern, niemals aber bei Abschreckung, weil bei dieser der
zeitbeanspruchende Platzwechsel nicht stattfinden kann.
Die starke Abhangigkeit der magnetischen Eigenschaften
der Perminvare von ungleichmafiigen mechanischen Verspannungen wird durch unsere Vorstellung ebenfalls verstandlich, wenn sie auch nicht als Beweis herangezogen werden
kann: wird durch eine Verspannung die durch die Uberstruktur bedingte definierte Koerzitivkraft gestort, so kommt
entsprechend unserer Anschauung die Vorbedingung fur den
Perminvarcharakter in Fortfall.
Unterstellt man das hier entwickelte Bild als richtig und alle bisher beliannten Erfahrungstatsachen erlauben das
widerspruchsfrei - so haben wir ein ganz besonderes Beispiel
f u r die beiden Gedankengange, die wir an den Anfang unserer
Uberlegungen gestellt haben, die Kopplung und die Uberstruktur:
f u r die Kopplung deshalb, weil wir mit einjachen magnetischen
Mitteln in der Lage sind, die Kopplung kristallographisch oder
chemisch miteinander verbundener Momente der uerschiedenen
Atome X U zerreipen. Wir polen also gewissermagen alte
Momente einer Atomart einer Molekel gegeniiber ihrer energetisch vorgeschriebenen Ruhelage, dem Grundzustand, um und
heben sie in einen instabilen energetisch hoheren Zustand.
Und 90% Standpunkt der Oberstruktur deshalb , weil wir hier
das erste Beispiel einer Uberstruktur zweier a n sich schon ferromagnetischen Gitter vor u n s haben. Ein Blick auf die Tabelle
der voraufgehenden -4rbeit (S. 120) zeigt, dafi derartige Beispiele
bisher nicht bekannt waren I), und vielleicht liegt gerade in dem
not wendigen Zusammentre ffen uller drei Gesichtspun kte: Trabantenhypothese, fiberstrulitur und Ferromagnetismus jedes einzelnen
Gitters begriindet, dufl m a n erst so sput auf die eigenartigen und
uberraschenden Eigenschaften der Perminvurschleifen yestopen ist.
Selbstverstandlich liegt die Frage nahe, wie weit die hier
entwickelten Anschauungen verallgemeinerungsfahig sind. Die
Logik fordert , dafi die kristallographischen Anschauungen auf
Einkristalle und Polykristalle einer -9inzigen Atomart iibertragbar sein mussen. Aus dieser Ubertragung folgen die
magnetoelastischen Eigenschaften der Lage der Magnetisierungsvektoren von raum- und flachenzentrierten kubischen Gittern
in dem Sinne, wie sie von den kristallographischen Theorien
von M a h a j a n i , A k u l o v , B e c k e r u. a. vorausgesetzt und
1) DaB das System Fe-Co auch ohne Uberstrulrtur verstandlich
ist, haben wir oben ausfuhrlich dargelegt.
v. Auwers u. Kiihlewein. Beitrage xum Xterwmagnetismus I I . 145
durch die Erfahrung ( B e c k e r - K e r s t e n , G e r l a c h u. a.) bestatigt sind. Hierauf sei jedoch erst in einer spateren Mitteilung eingegangen, die die Magnetostriktion von reinen und
Misch-Einkristallen und die Zug- und Druckabhangigkeit der
Magnetisierungsintensitat zum Gegenstand haben 6011.
Zueammenfassung
Nach einem einleitenden nberblick uber die Bedeutung
der Feldwirkung benachbarter Atome aufeinander und der Uberstruktur fur die magnetischen Erscheinungen im allgemeinen
(1.Mitteilung), wird nuf Grund einer besonderen Modellvorstellung
iiber die Wirkung des Kopplungsfeldes in eiqem Mischkristallgitter ferromagnetischer Komponenten mit Uberstruktur eine
Ueutung des Perminvarcharakters gegeben. Dadurch werden
verstandlich: die konstante Anfangspermeabilitat, dns abweichende Verhalten der Neukurve, die verschiedenen beobachteten Schleifenformen der Perminvare (eingeschnurte, ausgebauchte, dreiteilige Form) an sich, sowie die Abhangigkeit
des Schleifentyps von der Legierungszusammensetzung und der
Aussteuerungsfeldstarke , die Lage des Perminvargebietes im
Eisen-Kobalt-Nickel-System
und die Nicht-Entmagnetisierbarkeit der Perminvare.
S i e m e n s s t a d t , im Dezember 1932.
(Eingegangen 10. Mlirz 1933)
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