Herstellung und Charakterisierung magnetischer Sensoren basierend auf nanokristallinen und amorphen weichmagnetischen Legierungen
©2007
Diplomarbeit
105 Seiten
Zusammenfassung
Inhaltsangabe:Einleitung:
Magnetische Sensoren sind aus unserem alltäglichen Leben nicht mehr wegzudenken. Neben der direkten Messung magnetischer Felder können sie auch verwendet werden um geometrische Größen wie Längen, Winkel, Positionen oder Drehzahlen zu messen.
Am Institut für Angewandte Physik der Universität Düsseldorf werden verschiedenste magnetische Effekte, wie der GMI-Effekt oder der Procopiu-Effekt, die ein großes Potenzial für magnetische Sensoren besitzen, untersucht. Oftmals kommen bei den magnetischen Sensoren Drähte zum Einsatz, für die neue Herstellungsverfahren und Materialien gesucht und mit vorhandenen Sensormaterialien verglichen werden.
Das Ziel dieser Arbeit ist zum einen die Herstellung und Vermessung von Magnetfeldsensoren aus beschichteten Kupferdrähten und zum anderen die Vermessung und Optimierung eines Torsionssensors basierend auf einem amorphen ferromagnetischen Metallstreifen.
Die Arbeit gliedert sich in vier Kapitel. Im ersten Kapitel Grundlagen wird ein allgemeiner Überblick über den Magnetismus gegeben. Herbei wird auf die Entstehung des Magnetismus, verschiedene magnetische Eigenschaften und den Aufbau magnetischer Materialien eingegangen. Danach werden die in dieser Arbeit untersuchten Effekte (Matteucci-, Wiegand- und GMI-Effekt) beschrieben, bevor im letzten Teil auf die Grundlagen des elektrolytischen Galvanisierens eingegangen wird, welches für die Herstellung der Sensoren von Bedeutung ist.
Das zweite Kapitel Magnetische Sensoren aus beschichteten Kupferdrähten beschäftigt sich mit selbst hergestellten Sensoren, basierend auf beschichteten Kupferdrähten. Es wird als erstes die Probenherstellung beschrieben. Danach wird der experimentelle Aufbau zur Messung der magnetischen Effekte erklärt. Schließlich werden die gewonnenen Ergebnisse vorgestellt und diskutiert. Hierbei wird zunächst untersucht, welchen Einfluss die Änderung bestimmter Parameter während der Beschichtung auf den GMI-Effekt hat. Danach wird untersucht, wie mechanische Belastungen der Drähte den GMI-Effekt beeinflussen. Außerdem werden die magnetischen Effekte untereinander verglichen und in Bezug zueinander gesetzt. Als letztes wird in diesem Kapitel der Wiegand-Effekt eines selbst hergestellten Drahtes mit industriell gefertigten Drähten verglichen.
Das Kapitel Torsionssensoren aus amorphen ferromagnetischen Streifen beschreibt die Entwicklung eines Torsionssensors. Als erstes wird der Aufbau eines solchen Sensors beschrieben […]
Magnetische Sensoren sind aus unserem alltäglichen Leben nicht mehr wegzudenken. Neben der direkten Messung magnetischer Felder können sie auch verwendet werden um geometrische Größen wie Längen, Winkel, Positionen oder Drehzahlen zu messen.
Am Institut für Angewandte Physik der Universität Düsseldorf werden verschiedenste magnetische Effekte, wie der GMI-Effekt oder der Procopiu-Effekt, die ein großes Potenzial für magnetische Sensoren besitzen, untersucht. Oftmals kommen bei den magnetischen Sensoren Drähte zum Einsatz, für die neue Herstellungsverfahren und Materialien gesucht und mit vorhandenen Sensormaterialien verglichen werden.
Das Ziel dieser Arbeit ist zum einen die Herstellung und Vermessung von Magnetfeldsensoren aus beschichteten Kupferdrähten und zum anderen die Vermessung und Optimierung eines Torsionssensors basierend auf einem amorphen ferromagnetischen Metallstreifen.
Die Arbeit gliedert sich in vier Kapitel. Im ersten Kapitel Grundlagen wird ein allgemeiner Überblick über den Magnetismus gegeben. Herbei wird auf die Entstehung des Magnetismus, verschiedene magnetische Eigenschaften und den Aufbau magnetischer Materialien eingegangen. Danach werden die in dieser Arbeit untersuchten Effekte (Matteucci-, Wiegand- und GMI-Effekt) beschrieben, bevor im letzten Teil auf die Grundlagen des elektrolytischen Galvanisierens eingegangen wird, welches für die Herstellung der Sensoren von Bedeutung ist.
Das zweite Kapitel Magnetische Sensoren aus beschichteten Kupferdrähten beschäftigt sich mit selbst hergestellten Sensoren, basierend auf beschichteten Kupferdrähten. Es wird als erstes die Probenherstellung beschrieben. Danach wird der experimentelle Aufbau zur Messung der magnetischen Effekte erklärt. Schließlich werden die gewonnenen Ergebnisse vorgestellt und diskutiert. Hierbei wird zunächst untersucht, welchen Einfluss die Änderung bestimmter Parameter während der Beschichtung auf den GMI-Effekt hat. Danach wird untersucht, wie mechanische Belastungen der Drähte den GMI-Effekt beeinflussen. Außerdem werden die magnetischen Effekte untereinander verglichen und in Bezug zueinander gesetzt. Als letztes wird in diesem Kapitel der Wiegand-Effekt eines selbst hergestellten Drahtes mit industriell gefertigten Drähten verglichen.
Das Kapitel Torsionssensoren aus amorphen ferromagnetischen Streifen beschreibt die Entwicklung eines Torsionssensors. Als erstes wird der Aufbau eines solchen Sensors beschrieben […]
Leseprobe
Inhaltsverzeichnis
Thomas Nentwig
Herstellung und Charakterisierung magnetischer Sensoren basierend auf
nanokristallinen und amorphen weichmagnetischen Legierungen
ISBN: 978-3-8366-1468-9
Druck Diplomica® Verlag GmbH, Hamburg, 2008
Zugl. Heinrich-Heine-Universität Düsseldorf, Düsseldorf, Deutschland, Diplomarbeit,
2007
Dieses Werk ist urheberrechtlich geschützt. Die dadurch begründeten Rechte,
insbesondere die der Übersetzung, des Nachdrucks, des Vortrags, der Entnahme von
Abbildungen und Tabellen, der Funksendung, der Mikroverfilmung oder der
Vervielfältigung auf anderen Wegen und der Speicherung in Datenverarbeitungsanlagen,
bleiben, auch bei nur auszugsweiser Verwertung, vorbehalten. Eine Vervielfältigung
dieses Werkes oder von Teilen dieses Werkes ist auch im Einzelfall nur in den Grenzen
der gesetzlichen Bestimmungen des Urheberrechtsgesetzes der Bundesrepublik
Deutschland in der jeweils geltenden Fassung zulässig. Sie ist grundsätzlich
vergütungspflichtig. Zuwiderhandlungen unterliegen den Strafbestimmungen des
Urheberrechtes.
Die Wiedergabe von Gebrauchsnamen, Handelsnamen, Warenbezeichnungen usw. in
diesem Werk berechtigt auch ohne besondere Kennzeichnung nicht zu der Annahme,
dass solche Namen im Sinne der Warenzeichen- und Markenschutz-Gesetzgebung als frei
zu betrachten wären und daher von jedermann benutzt werden dürften.
Die Informationen in diesem Werk wurden mit Sorgfalt erarbeitet. Dennoch können
Fehler nicht vollständig ausgeschlossen werden, und die Diplomarbeiten Agentur, die
Autoren oder Übersetzer übernehmen keine juristische Verantwortung oder irgendeine
Haftung für evtl. verbliebene fehlerhafte Angaben und deren Folgen.
© Diplomica Verlag GmbH
http://www.diplom.de, Hamburg 2008
Printed in Germany
Danksagung
Ich möchte mich bei Herrn Professor Kisker für die Betreuung meiner Diplomarbeit
und die freundliche Aufnahme in seinem Institut bedanken. Durch seine Ratschläge
und hilfreichen Tipps während der Arbeit hat er entscheidend zum Gelingen beige-
tragen.
Ebenfalls bedanke ich mich bei Herrn Professor Getzla für die Betreuung als Zweit-
gutachter.
Als nächstes möchte ich Herrn Dr. Muñoz für die zahlreichen Diskussionen und Tipps
bezüglich der Elektrolyse danken. Auch bei chemischen Fragen hatte er immer ein
oenes Ohr.
Auÿerdem möchte ich mich bei Uli Rosowski für die Programmierung der Mess-
programme und die vielen Tipps bezüglich des richtigen Messens und Verschaltens
bedanken. Auch auf dem Gebiet der Elektronik hat er mir während der Arbeit viele
nützliche Dinge gezeigt und erklärt.
Ein weiterer Dank geht an Stefan Manderla und Claudius Moerle aus der Werkstatt,
die es auch ohne technische Zeichnung immer wieder auf wundersame Weise geschat
haben die richtigen Teile für meine Messungen herzustellen und zu optimieren.
Des weiteren bedanke ich mich bei Wilfried Schützek für die Herstellung von Platinen
und Netzteilen.
Mein Dank geht an Christian Schiefer für zahlreiche GMI-Messungen. Auch hat er
mit Süÿigkeiten und seiner Idee für ein alternatives Mittagessen zur Mensa erheblich
für gute Arbeitslaune gesorgt.
Ich möchte mich bei Susanne Zeller vom MPI für die REM Aufnahmen und die
EDX-Analysen der Drähte bedanken.
Ebenfalls möchte ich mich bei meinem Kommilitonen Wai-Yip Man für die gute
Zusammenarbeit und die immer wieder aufschlussreichen Gespräche bedanken. Das
gilt nicht nur für die Diplomarbeitszeit sondern auch schon für die Zusammenarbeit
während dem FP und die gemeinsamen Lernsessions für die Diplomprüfungen.
Ein weiterer Dank geht an meinen Physiklehrer Stefan Thul, ohne den ich nie dazu
gekommen wäre Physik überhaupt zu studieren.
Als letztes möchte ich mich bei meinen Eltern bedanken, die durch ihre verschiedenen
Unterstützungen das Studium und damit diese Arbeit überhaupt erst ermöglicht
haben. Besonders danke ich meinem Vater für das Korrekturlesen dieser Arbeit.
Kurzfassung
Als erstes wird die Herstellung und Charakterisierung mit einer ferromagnetischen
Legierungsschicht aus Nickel, Eisen und Molybdän überzogener Kupferdrähte be-
schrieben. Es wird gezeigt, wie sich Parameteränderungen während des Herstellungs-
prozesses auf den GMI-Eekt (Giant Magnetic Impedance) auswirken. Die Variation
der Molybdänkonzentration hat groÿen Einuss auf die Oberächenbeschaenheit
und den GMI-Eekt und während der Beschichtung extern angelegte Magnetfelder
beeinussen ebenfalls den GMI-Eekt, insbesondere die Symmetrie der gemessenen
GMI-Kurve bezüglich des angelegten Magnetfeldes. Als nächstes wird gezeigt, dass
der Matteucci-Eekt von dH/dt abhängt und nicht von einem möglichst groÿen Feld
H. Auch entsteht der Matteucci-Peak immer beim selben Magnetfeld für verschiedene
dH/dt. Ein weiterer Schwerpunkt ist die Untersuchung des GMI-Eekts bei mecha-
nischer Beeinussung des Drahtes. Es wird ersichtlich, dass eine Zugbelastung eine
irreversible Verringerung des GMI-Eekts zur Folge hat. Eine Torsionsbelastung ist
dagegen, wenn sie nicht zu groÿ ist, teilweise reversibel. Auÿerdem werden Matteucci-
, Wiegand- und GMI-Eekt untereinander verglichen. Die absolut gemessenen Werte
zeigen dabei keinerlei Korrelationen. Vergleicht man die Eekte jedoch im Verlauf
des externen Magnetfeldes so existieren Korrelationen bezüglich der Orte von Maxi-
ma und Minima der unterschiedlichen Eekte. Im letzten Teil wird gezeigt, dass der
Wiegand-Eekt der beschichteten Kupferdrähte die Gröÿenordnung von industriell
gefertigten Drähten erreicht.
Im zweiten Teil wird die Konstruktion und Vermessung eines Torsionssensors be-
schrieben. Als Material kommt dabei ein amorpher ferromagnetischer Metallstreifen
zum Einsatz. Zunächst wird gezeigt, dass mit solchen Metallstreifen prinzipiell Torsi-
onsmessungen möglich sind. Danach wird der optimale Messbereich des Sensors mit
der gröÿten Empndlichkeit bestimmt. Schlieÿlich werden Untersuchungen bezüglich
des Hystereseverhaltens gemacht.
Inhaltsverzeichnis
Abbildungsverzeichnis
VII
Tabellenverzeichnis
X
1. Einleitung
1
2. Grundlagen
3
2.1. Magnetismus . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
3
2.1.1. Grundbegrie, Einheiten und Denitionen . . . . . . . . . . .
3
2.1.2. Atomarer Magnetismus . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
5
2.1.3. Makroskopische Klassikation von Stoen . . . . . . . . . . .
8
2.1.4. Ferromagnetismus . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
10
2.1.5. Antiferro- und Ferrimagnetismus . . . . . . . . . . . . . . . .
11
2.1.6. Domänen, Blochwände und Néelwände . . . . . . . . . . . . .
12
2.1.7. Hystereseeekte . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
16
2.2. Magnetische elektrodynamische Eekte . . . . . . . . . . . . . . . . .
19
2.2.1. Der Matteucci-Eekt . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
20
2.2.2. Der Wiegand-Eekt . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
20
2.2.3. Der GMI-Eekt . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
21
2.3. Elektrolytisches Galvanisieren . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
21
3. Magnetische Eekte an beschichteten Kupferdrähten
25
3.1. Probenherstellung . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
25
3.1.1. Reinigung der Drähte . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
25
3.1.2. Herstellung des Elektrolyts . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
26
3.1.3. Beschichtung der Kupferdrähte . . . . . . . . . . . . . . . . .
27
3.1.4. Technischer Aufbau der Beschichtungszelle . . . . . . . . . . .
28
3.1.5. Zusammenfassender Überblick . . . . . . . . . . . . . . . . . .
30
3.1.6. Strultur der beschichteten Drähte und Bestimmung der Schicht-
masse . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
31
3.2. Experimenteller Aufbau und Datenerfassung . . . . . . . . . . . . . .
32
3.2.1. Der GMI-Messplatz . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
32
3.2.2. Der Matteucci- und Wiegand-Messplatz . . . . . . . . . . . .
33
3.3. Ergebnisse und Diskussion . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
37
V
3.3.1. Abhängigkeit der Oberächenstruktur und des GMI-Eekts
von der Molybdän-Konzentration . . . . . . . . . . . . . . . .
37
3.3.2. Einuss externer Magnetfelder während der Beschichtung auf
die Symmetrie der GMI-Eekt-Kurve . . . . . . . . . . . . . .
41
3.3.3. Der Matteucci-Eekt bei konstantem und variierendem dH/dt
44
3.3.4. Auswirkung mechanischer Belastung des Drahtes auf den GMI-
Eekt (Zug- und Torsionsbelastung) . . . . . . . . . . . . . .
47
3.3.5. Vergleich von Wiegand-, Matteucci- und GMI-Eekt . . . . .
52
3.3.6. Der Wiegand-Eekt an verschiedenen Drahttypen . . . . . . .
58
4. Torsionssensoren aus amorphen ferromagnetischen Streifen
60
4.1. Schematischer Aufbau der Sensoren und ihre Wirkweise . . . . . . .
60
4.1.1. Aufbau des Sensors . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
60
4.1.2. Wirkweise des Sensors . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
61
4.2. Sensorherstellung . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
63
4.3. Experimenteller Aufbau und Datenerfassung . . . . . . . . . . . . . .
65
4.4. Ergebnisse und Diskussion . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
67
4.4.1. Bestimmung des optimalen Messbereichs . . . . . . . . . . . .
67
4.4.2. Untersuchung auf Hystereseeekte . . . . . . . . . . . . . . .
70
5. Zusammenfassung und Ausblick
72
Literaturverzeichnis
75
A. Anhang
XI
VI
Abbildungsverzeichnis
2.1. Darstellung von Feldlinien . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
4
2.2. Feldlinien um einen stromdurchossenen Leiter . . . . . . . . . . . .
5
2.3. Magnetismus auf makroskopischer Ebene . . . . . . . . . . . . . . . .
8
2.4. Verschiedene Formen des kollektiven Magnetismus . . . . . . . . . .
9
2.5. Darstellung magnetischer Momente in einem Antiferromagneten . . .
11
2.6. Darstellung magnetischer Momente in einem Ferrimagneten . . . . .
11
2.7. Domänen . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
12
2.8. Magnetisierung für verschiedene Kristallrichtungen bei Fe, Ni und Co
12
2.9. Vorzugsrichtung von Eisen und Nickel . . . . . . . . . . . . . . . . .
12
2.10. Wandarten zwischen magnetischen Domänen . . . . . . . . . . . . .
13
2.11. Energieformen einer ferromagnetischen Probe . . . . . . . . . . . . .
14
2.12. Schematische Darstellung des Entmagnetisierungsvorgangs . . . . . .
15
2.13. Hysteresekurve . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
16
2.14. Schematische Darstellung der Wandverschiebung . . . . . . . . . . .
17
2.15. Barkhausensprung an einer Störstelle . . . . . . . . . . . . . . . . . .
17
2.16. Reversible und irreversible Prozesse während der Magnetisierung einer
Probe . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
17
2.17. Hysteresekurve eines hart- und eines weichmagnetischen Materials .
18
2.18. Schematische Darstellung des Matteucci-Eekts . . . . . . . . . . . .
20
2.19. Schematische Darstellung des Wiegand-Eekts . . . . . . . . . . . .
20
2.20. Schematische Darstellung des GMI-Eekts . . . . . . . . . . . . . . .
21
2.21. Allgemeine Darstellung der chemischen Elektrolyse . . . . . . . . . .
22
2.22. Darstellung von verschiedenen Elektrolysemethoden . . . . . . . . . .
23
3.1. Aufbau der Elektrolyseapparatur . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
28
3.2. Stopfen und Probenhalter . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
29
3.3. Verschiedene Probenhalter für die Beschichtung der Kupferdrähte . .
30
3.4. Aufbau eines beschichteten Kupferdrahtes . . . . . . . . . . . . . . .
31
3.5. Messaufbau zur Bestimmung des GMI-Eekts . . . . . . . . . . . . .
32
3.6. Typische GMI Messkurve . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
32
3.7. Schematischer Aufbau des Matteucci- und Wiegand-Messplatzes . . .
33
3.8. Verschiedene Probenhalter zur Messung des Wiegand- und Matteucci-
Eekts . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
34
3.9. Verschiedene Spulentypen, um das anregende Magnetfeld zu erzeugen 35
VII
3.10. Datenerfassungsmöglichkeiten des Speicheroszilloskops . . . . . . . .
36
3.11. REM-Aufnahmen der Drähte . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
38
3.12. Mo-Konzentration in der Schicht in Abhängigkeit von der Na
2
M oO
4
-
Konzentration in der Lösung . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
39
3.13. Maximaler GMI-Eekt in Abhängigkeit von der Na
2
M oO
4
-Konzentration
in der Lösung . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
39
3.14. Maximaler GMI-Eekt in Abhängigkeit von der Frequenz für unter-
schiedliche Mo-Konzentrationen . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
40
3.15. GMI-Eekt in Abhängigkeit vom externen Magnetfeld für unterschied-
liche Mo-Konzentrationen . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
41
3.16. Erzeugung externer Magnetfelder während der Beschichtung . . . . .
42
3.17. Bestimmung der Asymmetrie von GMI-Kurven . . . . . . . . . . . .
43
3.18. Asymmetrien der GMI-Kurven von Drähten die unter verschiedenen
Magnetfeldern beschichtet wurden . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
44
3.19. Beispiel eines Messbildes für den Matteucci-Eekt bei konstantem und
variierendem dH/dt . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
45
3.20. Matteucci-Spannung bei konstantem und variierendem dH/dt . . . .
45
3.21. Abstand vom Nulldurchgang des Magnetfeldes und Entstehungsfeld
des Matteucci-Peaks bei variierendem dH/dt . . . . . . . . . . . . . .
46
3.22. GMI-Eekt unter Zugspannung . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
47
3.23. GMI-Eekt in Abhängigkeit vom Magnetfeld bei 1MHz unter Zug-
spannung . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
48
3.24. GMI-Eekt bei einer Torsion bis zu 360
. . . . . . . . . . . . . . . .
49
3.25. GMI-Eekt bei sehr starken Torsionen von bis zu 1080
. . . . . . .
50
3.26. Reversibilität des GMI-Eekts nach einfacher Verdrillung . . . . . .
51
3.27. Vergleich von Wiegand- und Matteucci-Eekt . . . . . . . . . . . . .
52
3.28. Vergleich von Wiegand- und Matteucci-Eekt in Abhängigkeit vom
äuÿeren Magnetfeld . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
53
3.29. Vergleich von Wiegand- und GMI-Eekt . . . . . . . . . . . . . . . .
54
3.30. Vergleich von Wiegand- und GMI-Eekt in Abhängigkeit vom äuÿeren
Magnetfeld (1) . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
54
3.31. Vergleich von Wiegand- und GMI-Eekt in Abhängigkeit vom äuÿeren
Magnetfeld (2) . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
55
3.32. Vergleich von Matteucci- und GMI-Eekt . . . . . . . . . . . . . . .
56
3.33. Vergleich von Matteucci- und GMI-Eekt in Abhängigkeit vom äuÿe-
ren Magnetfeld (1) . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
56
3.34. Vergleich von Matteucci- und GMI-Eekt in Abhängigkeit vom äuÿe-
ren Magnetfeld (Draht 9) . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
57
3.35. Wiegand-Eekt an Aichi-, Impuls-, beschichtetem Kupfer- und Wie-
ganddraht . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
58
3.36. Wiegand-Eekt an Aichi-, Impuls-, beschichtetem Kupfer- und Wie-
ganddraht (normiert auf das Gewicht des Wirkmaterials) . . . . . . .
59
4.1. Schematischer Aufbau des Torsionssensors . . . . . . . . . . . . . . .
60
VIII
4.2. Darstellung der Domänenbewegung in einer Metallprobe bei Anlegen
eines Strompulses . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
62
4.3. Messung der Spannung für verschiedene Kombinationen von Torsion
und Strompuls . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
63
4.4. Herstellung eines Torsionssensors . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
64
4.5. Aufbau zur Charakterisierung eines Torsionssensors . . . . . . . . . .
65
4.6. Schematischer Versuchsaufbau zur Charakterisierung eines Torsions-
sensors . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
65
4.7. Auswertungsdaten einer Torsionssensorcharakterisierung . . . . . . .
66
4.8. Messung über den gesamten Winkel- und Magnetfeldbereich eines Tor-
sionssensors . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
67
4.9. Beispiel der Auswertung eines x-y-Graphs . . . . . . . . . . . . . . .
68
4.10. Statistische Verteilung der gemessenen Werte . . . . . . . . . . . . .
69
4.11. Genauere Messung eines Torsionssensors (x-y-Graph für verschiedene
Magnetfelder) . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
69
4.12. Hystereseeekte des Torsionssensors . . . . . . . . . . . . . . . . . .
70
IX
Tabellenverzeichnis
2.1. Ferromagnetische Elemente und ihre Curie- und Schmelztemperatur
10
2.2. Beispiele für antiferromagnetische Kristalle . . . . . . . . . . . . . . .
11
2.3. Beispiele für ferrimagnetische Kristalle . . . . . . . . . . . . . . . . .
12
2.4. Redoxreihe einiger Metalle . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
22
3.1. Zusammensetzung des Elektrolyts . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
26
3.2. Verschiedene Drahttypen und ihr maximaler Wiegand-Eekt, Schalt-
magnetfeld, Wirkmaterial und Spannung-zu-Wirkgewicht-Verhältnis
59
X
1. Einleitung
1. Einleitung
Magnetische Sensoren sind aus unserem alltäglichen Leben nicht mehr wegzudenken.
Neben der direkten Messung magnetischer Felder können sie auch verwendet wer-
den um geometrische Gröÿen wie Längen, Winkel, Positionen oder Drehzahlen zu
messen.
Am Institut für Angewandte Physik der Universität Düsseldorf werden verschiedens-
te magnetische Eekte, wie der GMI-Eekt oder der Procopiu-Eekt, die ein groÿes
Potenzial für magnetische Sensoren besitzen, untersucht. Oftmals kommen bei den
magnetischen Sensoren Drähte zum Einsatz, für die neue Herstellungsverfahren und
Materialien gesucht und mit vorhandenen Sensormaterialien verglichen werden.
Das Ziel dieser Arbeit ist zum einen die Herstellung und Vermessung von Magnet-
feldsensoren aus beschichteten Kupferdrähten und zum anderen die Vermessung und
Optimierung eines Torsionssensors basierend auf einem amorphen ferromagnetischen
Metallstreifen.
Die Arbeit gliedert sich in vier Kapitel. Im ersten Kapitel Grundlagen wird ein all-
gemeiner Überblick über den Magnetismus gegeben. Herbei wird auf die Entstehung
des Magnetismus, verschiedene magnetische Eigenschaften und den Aufbau magne-
tischer Materialien eingegangen. Danach werden die in dieser Arbeit untersuchten
Eekte (Matteucci-, Wiegand- und GMI-Eekt) beschrieben, bevor im letzten Teil
auf die Grundlagen des elektrolytischen Galvanisierens eingegangen wird, welches für
die Herstellung der Sensoren von Bedeutung ist.
Das zweite Kapitel Magnetische Sensoren aus beschichteten Kupferdrähten be-
schäftigt sich mit selbst hergestellten Sensoren, basierend auf beschichteten Kup-
ferdrähten. Es wird als erstes die Probenherstellung beschrieben. Danach wird der
experimentelle Aufbau zur Messung der magnetischen Eekten erklärt. Schlieÿlich
1
1. Einleitung
werden die gewonnenen Ergebnisse vorgestellt und diskutiert. Hierbei wird zunächst
untersucht, welchen Einuss die Änderung bestimmter Parameter während der Be-
schichtung auf den GMI-Eekt hat. Danach wird untersucht, wie mechanische Belas-
tungen der Drähte den GMI-Eekt beeinussen. Auÿerdem werden die magnetischen
Eekte untereinander verglichen und in Bezug zueinander gesetzt. Als letztes wird in
diesem Kapitel der Wiegand-Eekt eines selbst hergestellten Drahtes mit industriell
gefertigten Drähten verglichen.
Das Kapitel Torsionssensoren aus amorphen ferromagnetischen Streifen beschreibt
die Entwicklung eines Torsionssensors. Als erstes wird der Aufbau eines solchen Sen-
sors beschrieben und seine physikalische Wirkweise erklärt. Danach wird auf die
Herstellung eines solchen Sensors eingegangen und Möglichkeiten aufgezeigt diesen
zu vermessen. Im letzten Teil werden die gemessenen Ergebnisse vorgestellt und in-
terpretiert.
Das letzte Kapitel Zusammenfassung und Ausblick gibt einen abschlieÿenden Über-
blick über die in dieser Arbeit erzielten Messergebnisse sowie mögliche zukünftige
Messungen in den entsprechenden Themengebieten.
2
2. Grundlagen
2. Grundlagen
2.1. Magnetismus
2.1.1. Grundbegrie, Einheiten und Denitionen
1
Zu Beginn ist es wichtig, die grundlegenden Begrie und Einheiten zu denieren. Für
die meisten Bereiche verwendet man die sogenannten SI Einheiten (kg, m, s, A). Ins-
besondere auf dem Gebiet des Magnetismus sind jedoch immer noch die Gauÿ'schen
Einheiten des cgs-Systems (cm, g, s) gebräuchlich. Auch in dieser Arbeit werden die-
se Einheiten verwendet. Bei den nun folgenden Denitionen werden immer sowohl
die SI- als auch die Gauÿ-Einheiten angegeben.
1820 entdeckte Ampère, dass zwei parallele, stromdurchossene Leiter Kräfte aufein-
ander ausüben. Da diese Leiter nach auÿen hin ungeladen waren, konnte die Kraft
nicht von einem elektrischen Feld kommen. Dementsprechend ordnete man ihre Ur-
sache einem anderen Feld zu, dem Magnetfeld. Die magnetische Feldstärke wird
mit H bezeichnet. Sie kennzeichnet die Stärke eines Magnetfelds. Für die Einheiten
gilt:
[H] = 1
A
m
= 4 · 10
-3
Oe = 4 · 10
-3
Oersted
Zur anschaulichen Darstellung magnetischer Felder bedient man sich oft dem Mittel
der magnetischen Feldlinien (siehe Abbildung 2.1). Diese laufen immer von Nord
nach Süd, stoÿen sich gegenseitig ab und können sich nie schneiden. Der Hauptunter-
schied zu elektrischen Feldlinien liegt darin, dass die magnetischen Feldlinien immer
geschlossen sind. Der Grund dafür ist die Tatsache, dass es keine magnetischen
Monopole gibt.
1
vgl. im Folgenden [Mag], [Wikd], [Wikf], [GJ92]
3
2. Grundlagen
(a) durch Eisenspäne
(b) schematisch
Abbildung 2.1.: Darstellung von Feldlinien (aus [Wikd], [Wikf])
Die Gesamtheit der Feldlinien durch eine bestimmte Fläche nennt man dabei den
magnetischen Fluss . Man deniert ihn als
=
A
B · dA
(2.1)
und er hat die Einheiten
[] = 1
Tm
2
= 1
Wb = 1 Weber = 10
8
Mx = 10
8
Maxwell
B
ist die sogenannte magnetische Flussdichte. Oftmals wird sie auch als magne-
tische Induktion bezeichnet. Sie ist ein Maÿ für die Anzahl der Feldlinien pro Fläche
und hat die Einheit
[B] = 1
T = 1 Tesla = 10
4
G = 10
4
Gauÿ
Magnetische Feldstärke H und magnetische Flussdichte B sind über folgende Bezie-
hung miteinander verknüpft:
B = µ · H
(2.2)
wobei µ = µ
R
· µ
0
die Permeabilität ist. Diese setzt sich aus dem Produkt von
Permeabilitätszahl µ
R
(materialspezisch) und magnetischer Permeabilitäts-
konstante µ
0
= 4 · 10
-7
Vs
Am zusammen. Im Vakuum ist
µ
R
= 1
. Hervorzuheben
ist auÿerdem, dass die Permeabilität keine Konstante ist. Betraglich gilt:
µ =
B
H
(2.3)
4
2. Grundlagen
Neben der Permeabilität denieren wir nun eine weitere Gröÿe, die sogenannte Sus-
zeptibilität:
= µ
R
- 1
(2.4)
Diese Denition erleichtert es, die magnetischen Eigenschaften der Materie von denen
des Raumes zu unterscheiden. Wir betrachten noch einmal die Beziehung zwischen
magnetischer Feldstärke H und magnetischer Flussdichte B (Formel 2.2). Mit der
Denition der Suszeptibilität (Formel 2.4) erhält man jetzt:
B = µ
R
· µ
0
· H = ( + 1) · µ
0
· H = µ
0
· · H + µ
0
· H
Hierbei ist µ
0
· H
die magnetische Flussdichte des Raumes und µ
0
· · H
die der
magnetisierten Materie. Für den Anteil der Materie gilt weiter
M = · H
(2.5)
Man nennt ihn die Magnetisierung M. Allgemein gilt für die Suszeptibilität be-
traglich:
=
M
H
(2.6)
Wir erhalten also für Materie in einem Magnetfeld den Ausdruck:
B = µ
0
· H + M
(2.7)
2.1.2. Atomarer Magnetismus
(a) durch Eisenspäne
(b) schematisch
Abbildung 2.2.: Feldlinien um einen stromdurchossenen Leiter (aus [Hac06])
In diesem Kapitel soll erläutert werden, wie Magnetismus auf atomarer Ebene ent-
5
2. Grundlagen
steht. Dazu wollen wir zunächst einmal mit Oersteds Versuch von 1820 beginnen.
Oersted stellte fest, dass ein stromdurchossener Leiter eine Kompassnadel beein-
usst. Dies beruht auf dem bekannten Phänomen, dass um jeden stromdurchos-
senen Leiter ein Magnetfeld entsteht (siehe Abbildung 2.2).
Das ganze Experiment ist makroskopisch und hat daher nur indirekt mit Magnetis-
mus auf atomarer Ebene zu tun. Die Ursache für das Magnetfeld ist aber der Strom
(=Bewegung von Elektronen) durch diesen Leiter. Betrachten wir ein einzelnes Atom
so nden wir auch hier bewegte Elektronen. Auf atomarer Ebene unterscheidet man
dabei folgende Bewegungsarten (vgl. im Folgenden [HNS78]):
·
Das Elektron hat einen inneren Drehimpuls, den sogenannten Spin. Misst
man diesen inneren Drehimpuls bezüglich einer beliebigen Achse, so kann er
nur zwei Werte annehmen, nämlich +
2
oder -
2
, wobei sich als
=
h
2
= 1, 054 · 10
-34
Js
ergibt. Durch diesen inneren Drehimpuls bekommt das Elektron ein magneti-
sches Moment, das sogenannte Bohr'sche Magneton
µ
B
=
e
m
e
·
2
= 9, 27 · 10
-24
Am
2
(2.8)
mit der Elementarladung e und der Elektronenmasse m
e
. Genauso wie der Spin
des Elektrons kann auch sein magnetisches Moment nur zwei Werte annehmen,
+µ
B
oder -µ
B
. Da ein Atom neben den Elektronen auch aus einem Kern
besteht, betrachten wir auch dessen Spin, der sich aus den Einzelspins der
Kernbausteine (Protonen und Neutronen) zusammen setzt. Sehen wir uns noch
einmal die Denition des Bohr'schen Magnetons (Formel 2.8) an, so fällt auf,
dass die Teilchenmasse im Nenner steht. Somit sind die magnetischen Momente
der Kernbausteine gegenüber denen der Elektronen vernachlässigbar, da ihre
Masse um den Faktor 1000 gröÿer ist.
·
Zusätzlich bewegt sich das Elektron um den Kern. Dieser Bahndrehimpuls
des Elektrons lässt sich als kleiner Stromkreis (=bewegte Ladung) auassen,
der ebenfalls ein Magnetfeld erzeugt. Die Projektion dieses Drehimpulses auf
eine Achse ergibt m , wobei m die magnetische Quantenzahl bezeichnet.
6
2. Grundlagen
Die Projektion des magnetischen Momentes ergibt entsprechend
µ
m
= m · µ
B
(2.9)
Jedes Elektron erhält sein magnetisches Moment also aus zwei Eekten, nämlich Spin
und Bahndrehimpuls. Problematisch ist, dass diese beiden Eekte nicht unabhängig
voneinander betrachtet werden können. Es tritt eine Wechselwirkung zwischen
ihnen auf: Das durch den Bahndrehimpuls erzeugte Magnetfeld wirkt dabei auf die
Orientierung des Spins.
Das gesamte magnetische Moment eines Atoms ergibt sich wiederum aus den magne-
tischen Einzelmomenten seiner Elektronen. Auch hier ist zu beachten, dass sich nicht
einfach alle Einzelmomente aufsummieren lassen, weil sie nicht unabhängig vonein-
ander sind. Insgesamt besitzt jedes Atom einen globalen Drehimpuls J , der ein
totales magnetisches Moment
µ
J
= g · µ
B
· J
(2.10)
zur Folge hat. Hierbei ist g der Landé'sche Faktor. Er hängt von der Elektronen-
struktur des Atoms ab. Sind nur die Spins der Elektronen die Ursache des magneti-
schen Moments, so ist g gleich 2, wirken nur die Bahndrehimpulse so ist g gleich 1.
Da bei Atomen immer beide Faktoren eine Rolle spielen, liegt g zwischen 1 und 2.
(vgl. [HNS78])
Aufgrund des Pauliprinzips ist es nur erlaubt, jedes Orbital mit maximal zwei Elek-
tronen entgegengesetzter Spins zu besetzen. Ist ein Orbital vollständig besetzt, so
besitzt sein Elektronenpaar einen inneren Gesamtdrehimpuls von Null. In vollständig
besetzten Schalen gibt es daher keine zueinander entgegengesetzten Spins. Zusätzlich
sind jedoch auch die Bahndrehimpulse zu beachten. Hier lässt sich zeigen, dass volle
Elektronenschalen aufgrund der kugelsymmetrischen Elektronenverteilung um den
Kern einen Gesamtbahndrehimpuls von Null haben. Folglich liefern vollständig ge-
füllte Elektronenschalen keinen Beitrag zum magnetischen Moment des Atoms. Das
magnetische Moment entsteht durch den Spin ungepaarter Elektronen (=Elektronen,
die ein Orbital alleine besetzen), durch die Bahndrehimpulse dieser Elektronen sowie
durch die Bahndrehimpulse von Elektronen in unvollständig besetzten Schalen. Die
atomaren Momente haben also immer die Gröÿenordnung von einigen Magnetonen.
7
2. Grundlagen
Wenn alle Elektronenschalen vollständig gefüllt sind, wie dies bei den Edelgasen der
Fall ist, dann ist auch das gesamte magnetische Moment Null. Entsprechend leicht
versteht man nun, dass die Übergangselemente stärkere magnetische Momente auf-
weisen. Das liegt daran, dass diese eine unvollständig gefüllte Schale unterhalb der
äuÿeren Elektronenschale besitzen. (vgl. [HNS78])
2.1.3. Makroskopische Klassikation von Stoen
Jetzt wollen wir vom atomaren Magnetismus zum makroskopischen Magnetismus
übergehen und sehen, wie Materie ein äuÿeres Magnetfeld beeinusst. Hierbei werden
zunächst drei auftretende Eigenschaften unterschieden(vgl. im Folgenden [Pic78]):
(a) Diamagnetismus
(b) Paramagnetismus
(c) kollektiver Magnetis-
mus
Abbildung 2.3.: Magnetismus auf makroskopischer Ebene
·
Diamagnetismus (-1 < < 0): Legt man ein äuÿeres magnetisches Feld
an, so richten sich die entstehenden Momente innerhalb der Probe diesem Feld
entgegen (2.3a). Dies läÿt sich mit der Lentz'schen Regel erklären: Die Atome
wirken der Ursache für die Ausrichtung (=äuÿeres Feld) entgegen, indem sie
ein entgegengesetztes Feld erzeugen, welches das äuÿere Feld schwächt.
·
Paramagnetismus ( > 0): Diese Eigenschaft erfordert unkompensierte ele-
mentare magnetische Momente, also ungepaarte Elektronen. Legt man bei solch
einem Material ein äuÿeres Magnetfeld an, so orientieren sich die magnetischen
Momente in Feldrichtung. Sie verstärken durch diese Wechselwirkung das äu-
ÿere Feld (2.3b). Dieser Eekt wächst mit gröÿeren Feldstärken und nimmt mit
zunehmender Temperatur ab.
·
kollektiver Magnetismus( >> 0): Dieser Typ ist ähnlich dem Paramagne-
tismus. Auch er verstärkt ein äuÿeres Feld, jedoch um einen vielfach höheren
Faktor (2.3c). Die Ursache hierfür ist quantenmechanischer Natur und in der
8
2. Grundlagen
Austauschwechselwirkung begründet. Hier soll nicht näher darauf eingegangen
werden. Eine gute Beschreibung ndet man im Handbuch der Festkörper-
physik ([KBD00]). Der kollektive Magnetismus ist stark temperaturabhängig.
Wird eine bestimmte Grenztemperatur überschritten, so geht das Material zum
Paramagnetismus über. Auÿerdem hängt er vom äuÿeren Feld und der Form
des Körpers ab.
Alle drei Eekte unterscheiden sich erheblich in ihrer Gröÿenordnung. Diamagnetis-
mus weiÿt jedes Material auf (auch Flüssigkeiten und Gase). Damit der Diamagne-
tismus die magnetische Haupteigenschaft ist, müssen sich alle elementaren Momente
der Elektronen zu Null addieren (Beispiel: Kupfer mit = -6, 4 · 10
-6
). Findet
man auch ungepaarte Elektronen, so tritt der Paramagnetismus in den Vordergrund
(Beispiel: Aluminium mit = 22, 2 · 10
-6
). Gibt es zusätzlich den Eekt der Aus-
tauschwechselwirkung, so kommt es zum kollektiven Magnetismus (Beispiel: Eisen
mit = 2000 - 5000 je nach atomarer Beschaenheit und vorheriger Magnetisie-
rung).
Spricht man in der Physik von Magnetismus, so meint man meistens den kollektiven
Magnetismus, da die anderen beiden Eekte verhältnismäÿig klein sind und daher oft
vernachlässigt werden. Beim kollektiven Magnetismus unterscheidet man zusätzlich
zwischen Ferro-, Ferri- und Antiferromagnetismus. Diese drei Arten des kollektiven
Magnetismus sind durch die Ausrichtung der magnetischen Momente dieser Stoe
charakterisiert (siehe Abbildung 2.4).
(a) Ferromagnetikum
(b) Antiferromagnetikum
(c) Ferrimagnetikum
Abbildung 2.4.: Verschiedene Formen des kollektiven Magnetismus (Pfeile geben Stellung
benachbarter atomarer magnetischer Momente an)(aus [GJ92])
9
2. Grundlagen
2.1.4. Ferromagnetismus
Der Ferromagnetismus ist die normale Form wenn man von Magnetismus im All-
tag spricht. Auch bei den meisten technischen Anwendungen mit Magneten werden
Ferromagnete verwendet. Ein Hauptunterschied zum Dia- und Paramagnetismus be-
steht darin, dass der Ferromagnetismus ein kollektives Phänomen ist. Es reicht
nicht das Vorhandensein von ungepaarten Elektronen aus. Einzelne Atome können
keine ferromagnetischen Eigenschaften aufweisen. Die Eigenschaft des Ferromagne-
tismus ndet man nur im Festkörper. Flüssigkeiten oder Gase können daher nicht
ferromagnetisch sein. Dies ist darin begründet, dass die Hauptursache für den Fer-
romagnetismus, die Austauschwechselwirkung, nur bei geringen Atomabständen
vorkommt. Erhöht man die Temperatur eines Festkörpers, so wird der Atomabstand
gröÿer. Wird der Abstand zwischen den Atomen zu groÿ, so erfolgt ein Übergang zum
Paramagnetismus. Diese Übergangstemperatur heiÿt Curie-Temperatur und wird
mit T
C
bezeichnet. Die Curie-Temperatur liegt immer deutlich unter der Schmelz-
temperatur. (vgl. [Dem06])
Element T
C
in K T
Schm
in K
Eisen
1033
1807
Nickel
627
1727
Kobalt
1395
1767
Tabelle 2.1.: Ferromagnetische Elemente und ihre Curie- und Schmelztemperatur (aus
[Dem06])
Bei Raumtemperatur gibt es nur drei ferromagnetische Elemente: Eisen, Nickel und
Kobalt. Es gibt jedoch viele Legierungen und Verbindungen, die ebenfalls ferroma-
gnetisch sind.
Ferromagnetika weisen zwei weitere wichtige Eigenschaften auf:
·
Nach auÿen hin nicht magnetisierte, ferromagnetische Materialien zeigen in mi-
krokristallinen Bereichen eine spontane Magnetisierung. Diese Bereiche werden
Weiss'sche Bezirke oder Domänen genannt. (siehe Kapitel 2.1.6)
·
Legt man an einer ferromagnetischen Probe ein äuÿeres Magnetfeld H an, so
folgt die magnetische Flussdichte B der Probe einer Hysterese. Sie hängt also
von der Vorbehandlung der Probe ab. (siehe Kapitel 2.1.7)
10
2. Grundlagen
2.1.5. Antiferro- und Ferrimagnetismus
Abbildung 2.5.:
Antiferromagnetis-
mus (aus [GJ92])
Antiferromagnetische Materialien sind aus zwei Untergittern auf-
gebaut, die jeweils andere Magnetisierungsrichtungen aufwei-
sen. Die jeweiligen magnetischen Momente sind betraglich gleich
groÿ, zeigen jedoch in entgegengesetzte Richtungen. Das Mate-
rial ist ohne äuÿere Feldeinwirkung selbst in kleinsten Bereichen
unmagnetisch. Es gibt zwar Weiss'sche Bezirke, in ihnen ist die
resultierende Magnetisierung aufgrund der direkten Auslöschung
benachbarter magnetischer Momente jedoch Null. Auch Antifer-
romagnetische Materialien werden ab einer bestimmten Temperatur paramagnetisch.
Diese Grenztemperatur T
N
wird Néel-Temperatur genannt. (vgl. [Pic78], [GJ92]) In
Tabelle 2.2 sind einige Beispiele für antiferromagnetische Materialien zu sehen.
MnF, MnO, MnS, MnSe, MnTe
FeF
2
, FeO, FeCl
2
NiCl
2
, NiO
Tabelle 2.2.: Beispiele für antiferromagnetische Kristalle (aus [Pic78])
Abbildung 2.6.:
Ferrimagnetismus
(aus [GJ92])
Der Ferrimagnetismus ist eine Art Mischform aus Antiferroma-
gnetismus und Ferromagnetismus. Vom Aufbau her ähnelt er
dem Antiferromagnetismus mit zwei Untergittern. Auch zeigen
die magnetischen Momente der Untergitter in entgegengesetzte
Richtung. Sie sind jedoch vom Betrag her unterschiedlich groÿ.
Insgesamt ergibt sich also eine von Null verschiedene Magne-
tisierung. Das Verhalten der Ferrimagnetika ist daher ähnlich
dem der Ferromagnetika. Es ndet eine Spontanmagnetisierung
in kleinen Bereichen statt und Domänen bilden sich aus. Die Magnetisierung des
Gesamtkristalls ist aufgrund der statistischen Verteilung der Domänen verschiede-
ner Magnetisierungsrichtung wie beim Ferromagnetismus Null. Die Übergangstem-
peratur zum Paramagnetismus nennt man wie beim Ferromagnetismus auch Curie-
Temperatur T
C
. (vgl. [Pic78], [GJ92]) In Tabelle 2.3 sind einige Beispiele für ferrima-
gnetische Materialien zu sehen.
11
2. Grundlagen
Ferrite: MOF
2
O
3
z.B.: FeOFe
2
O
3
=
Fe
3
O
4
M = Fe, Ni, Co, Mg, Zn, Cd, Cu,... (Magnetit)
Eisengranate: M
3
Fe
5
O
1
2
z.B.: Y
3
Fe
5
O
1
2
M = Gd, Tb,Ho, Er, Yb, Y,...
(Eisenyttriumgranat=YIG)
Tabelle 2.3.: Beispiele für ferrimagnetische Kristalle (aus [Pic78])
2.1.6. Domänen, Blochwände und Néelwände
Abbildung 2.7.: Domänen (aus
[Pic78])
Pierre Weiss stellte 1907 die Hypothese auf, dass Fer-
romagnetika in mikroskopisch kleine Bereiche aufge-
teilt sind, die sogenannten Weiss'schen Bezirke
oder Domänen. Innerhalb dieser Bereiche sind die
Spins und damit die magnetischen Momente gleich
ausgerichtet. Man spricht daher oft auch von einer
spontanen Magnetisierung. Die Domänen haben
je nach Material eine Gröÿe von 1-100 µm. Da eine
ferromagnetische Probe ohne äuÿeres Feld jedoch keine Gesamtmagnetisierung auf-
weist, müssen die einzelnen Domänen statistisch derart verteilte Magnetisierungen
haben, dass sich ein Gesamtfeld von Null ergibt. (vgl. [Lin79])
Abbildung 2.8.: Magnetisierung für verschiedene Kristallrichtungen bei Fe, Ni und Co
(aus [Pic78])
Abbildung 2.9.: Vorzugsrichtung von Eisen
(links) und Nickel (rechts) (aus [Wel])
Die spontane Magnetisierung innerhalb
der Domänen zeigt immer in die soge-
nannte leichte Richtung des Kristalls.
Das ist die Richtung, in der am ehes-
ten (=leichtesten) die Sättigungsmagne-
tisierung erreicht wird. Bei Eisen ist dies
die Würfelkante (1 0 0), bei Nickel die
12
Details
- Seiten
- Erscheinungsform
- Originalausgabe
- Jahr
- 2007
- ISBN (eBook)
- 9783836614689
- DOI
- 10.3239/9783836614689
- Dateigröße
- 5.6 MB
- Sprache
- Deutsch
- Institution / Hochschule
- Heinrich-Heine-Universität Düsseldorf – Naturwissenschaftliche Fakultät, Angewandte Physik
- Erscheinungsdatum
- 2011 (Mai)
- Note
- 1,0
- Schlagworte
- magnetismus sensoren torsion elektrolyse
