2.1 Zum Problem des Abschreckens von Salzschmelzen:

In den letzten Jahren sind Methoden entwickelt worden, die eine ultraschnelle Abkühlung von Schmelzen gestatten und damit ein neues Feld für die Forschung auf dem Gebiet der amorphen Metalle eröffneten. (23, 24) Diese unter dem Begriff "Splat Cooling" zusammengefassten Methoden sind augenblicklich im Begriff, die herkömmlichen Verfahren der direkten Abschreckung mit Silikonölen, Wasser und flüssigem Stickstoff abzulösen. Bei den Splat-Cooling - Methoden sind Abkühlungsgeschwindigkeiten von 105 - 106 K / sec durchaus üblich. Im Einzelnen haben sich die nachstehend aufgeführten Methoden als erfolgreich erwiesen.

2.1.1 Das Klatschkokillen - Verfahren:

Bei diesem Verfahren passiert der fallende Tropfen einer geschmolzenen Substanz eine Lichtschranke, die daraufhin über ein Relais zwei Hubmagnete steuert. Zwei jeweils auf den Achsen der Hubmagnete angebrachte Platten aus Kupfer oder ähnlich gut leitfähigem Material erfassen und zerquetschen den Tropfen, wenn er sich möglichst gerade im Zentrum der Platten befindet. (Abb. 7) In der modifizierten Anordnung von ESSLINGER u.a. (25) wird die Schmelze tiegelfrei erzeugt, indem ein Stück der aufzuschmelzenden Substanz durch eine HF-Spule fällt, die die Probe durch induktive Heizung aufschmilzt. Ausführliche Überlegungen, zum Abkühlungsvorgang liegen von BLETRY (26) vor.

2.1.2 Das Hammer - Amboss - Verfahren:

Das Hammer - Ambos - Verfahren nach MIYAJMA und IIDA (27) unterscheidet sich vom Klatschkokillen - Verfahren vor allem dadurch, dass eine der beweglichen Platten durch einen feststehenden Amboss großer Masse ersetzt wurde. Durch die damit erhöhte Wärmekapazität können etwas größere Schmelzenmengen abgeschreckt werden.

2.1.3 Die Spray - Methode:

Ein etwas anderes Prinzip liegt der Spray - Methode zugrunde. Nach THURSFlELD und JOITNES (28) wird hier die abzuschreckende Substanz in einem geschlossenen Tiegel erschmolzen, der am Boden ein Ventil besitzt. Nach dem Aufschmelzen wird das Ventil geöffnet und ein Inertgasdruck auf den Tiegel gegeben. Die versprühende Schmelze trifft auf eine wassergekühlte Kupferwalze, wird hier abgeschreckt und in einem darunter befindlichen Sammelgefäß aufgefangen.

2.1.4 Die "Spray - ski - slope" - Methode:

Bei der "Spray - ski - slope - Methode", einer Variante der Spray - Methode nach DAVIES und HULL (29) wird der rotierende Kühlzylinder durch einen wassergekühlten Metallblock mit einer parabolischen Neigung, ähnlich einem Ski - Abhang, ersetzt, an dessen unterem Ende sich ein Auffanggefäß für die abgeschreckte Substanz befindet.

2.2 Zur Theorie des Kollektivparamagnetismus:

Geht man bei einem Ferromagnetikum zu immer kleineren Teilchengrößen über, so wird irgendwann die Größe eines WEISS'schen Bezirkes (30) unterschritten. Damit ergibt sich ein eindomäniges Teilchen, dessen remanente Magnetisierung nach dem Abschalten eines zuvor angelegten Magnetfeldes zeitabhängig sein kann:

IR,t = IR,0 · exp( - t / t) (2.1)

mit:

IR,t = Remanenz zur Zeit t

IR,0 = Remanenz zur Zeit t = 0

t = Relaxationszeit

Für t gilt der Zusammenhang:

1 / t = f0 · exp( - KV / kT ) (2.2)

mit:

K = Anisotropiekonstante

f0 = LARMOR-Frequenz des Magnetisierungs-Vektors im Anisotropiefeld des Bezirkes (~ 109 sec.-1 )

V = Volumen des Teilchens

Ohne angelegtes äußeres Magnetfeld gilt:

Ist t / t >> 1, dann liegen Einbereichsteilchen mit stabiler Magnetisierung vor.

Für 1 sec < t < 109 sec. tritt das sog. "magnetische Kriechen" auf, d.h. die Remanenz ist eine Zeitfunktion.

Ist t / t < 1 stellt sich das thermodynamische Gleichgewicht schnell ein, d.h. die Teilchen verhalten sich wie Paramagnetika mit sehr großem magnetischem Moment. Ihr Verhalten ist durch die BRILLOUIN - Funktion gegeben:

Bj(x) = (2J + 1) / 2 J · cth (2J + 1) / 2J · x - 1 / 2J · cth 1 / 2J · x (2.3)

mit:

x = (J · g · mB · H) / kT

mB = Bohr'sches Magneton

g = LAND╔ - Faktor

J = Gesamtdrehzahlimpulsqantenzahl

H = magnetisches Feld

Bei der Größe der betrachteten Momente geht J ® ¥, d.h. die Richtungsquantelung der magnetischen Momente geht in eine kontinuierliche Einstellmöglichkeit zur Richtung des äußeren Feldes über. Bei fest in eine Matrix eingebetteten Teilchen erfolgt die Richtungseinstellung des Magnetisierungsvektors nicht durch Drehung der Teilchen sondern durch Ummagnetisierung. Wird nun der Grenzübergang J ® ¥ durchgeführt, so ergibt sich mit:

p = J · g· mB = Magnetisches Moment

die klassische LANGEVIN - Funktion (32)

Bj(x) = L(x) = cth (x) - 1/x (2.4)

mit:

x = p H / k T (Argument) wobei

p = Isp · V, bzw. bei Annahme würfelförmiger Teilchen

p = Isp · d3 ist

Dabei sind:

Isp = spontane Magnetisierung

d = Kantenlänge der Teilchen

V = Teilchenvolumen

Da bei Annahme einer teilchengrößenunabhängigen spontanen Magnetisierung Isp außer d alle Größen in Gleichung (2.4) bekannt oder einer Messung zugänglich sind, lässt sich daraus die Teilchengröße bestimmen. Abweichungen von der LANGEVIN'schen Theorie ergeben sich dann, wenn die Anisotropie - Energie in der Größenordnung von kT oder pH isté wenn die Teilchen kein einheitliches Volumen besitzen oder zwischen ihnen eine erhebliche magnetische Wechselwirkung besteht. Fast immer ist eine geringfügige Anisotropie vorhanden. Die Anisotropieenergie hemmt die freie Einstellbarkeit der Moment - Vektoren selbst dann, wenn die Temperatur oberhalb der Sperrtemperatur liegt, unter der die Teilchen eine remanente Magnetisierung besitzen.Bestimmend ist dann nicht mehr das Verhältnis aus thermischer und magnetischer Energie, sondern es müssen auch noch weitere Energieterme berücksichtigt werden. Dies sind im Falle kleiner spontan magnetisierter Teilchen im wesentlichen Kristall-, Form- und Spannungsanisotropie. Bei den meisten Systemen können im Falle statischer Messungen Anisotropieerscheinungen jedoch in 1. Näherung vernachlässigt werden.

Eine weitere Ursache für Abweichungen real ermittelter Magnetisierungskurven von der theoretischen LANGEVIN - Funktion rührt daher, dass bei realen Systemen keine einheitliche Teilchengröße vorliegt, sondern stets mit einer mehr oder minder breiten Teilchengrößenverteilung gerechnet werden muss. Die experimentelle Magnetisierungskurve stellt dann eine Überlagerung der Magnetisierungskurven der einzelnen Teilchengrößenfraktionen dar. Dabei beeinflussen große Teilchengrößenfraktionen stärker die Anfangsmagnetisierung, kleinere stärker den Bereich in der Nähe der Sättigung.

Horst Walther, Hamburg