Materiales magnéticos

4. Materiales magnéticos
4.1
4.2
4.3
4.4
4.5
Dominios ferromagnéticos
Estructura de dominios
Materiales magnéticos blandos
Materiales magnéticos duros
Ferritas
—————————————
4.1 Dominios ferromagnéticos
En materiales ferromagnéticos y para T<< Tc , los momentos magnéticos de
los átomos, a escala microscópica, están todos alineados. Pero a escala
macroscópica, el momento magnético de la muestra puede ser muy inferior al
momento de saturación ó incluso nulo. Es necesario aplicar un campo magnético
exterior para provocar la imanación de la muestra y alcanzar la saturación. Esto es
válido tanto para monocristales como para muestras policristalinas.
La explicación de este fenómeno se basa en que los materiales
ferromagnéticos macroscópicos están compuestos de un gran número de pequeñas
regiones o dominios magnéticos en cuyo interior la imanación local está saturada.
Sin embargo la dirección de imanación en cada uno de estos dominios no tiene por
qué ser la misma provocando una imanación macroscópica nula, tal y como se
muestra en las figura 4.1 y 4.2
Figura 4.1. Esquema de los dominios magnéticos en un metal ferromagnético presentado cada uno
de ellos una imanación de saturación en diferente dirección
4-1
Figura 4.2. Dominios ferromagnéticos en un monocristal de Ni
Los
dominios
magnéticos
se
forman
también
en
materiales
antiferromagnéticos y ferrimagnéticos. El aumento del momento magnético de una
muestra ferromagnética bajo la acción de un campo magnético es debido a dos
procesos diferentes
Ø
en campos externos débiles el volumen de los dominios orientados
favorablemente con respecto a Bext crece a costa de los orientados
desfavorablemente, primero de forma reversible y al continuar aumentando
el campo de forma irreversible
Ø en campos externos intensos la imanación gira en la dirección de Bext
M
Giro de la imanación
Desplazamiento
irreversible de paredes de dominios
H
Desplazamiento reversible
de paredes de dominios
Campo aplicado
4-2
Dentro del ciclo de histéresis magnético, inducción magnética B generada
frente a campo magnético aplicado H, esquematizado en la siguiente figura
podemos distinguir los siguientes puntos básicos
Inducción magnética
B = µ0(H + M)
Bs + µ0H
Br
µr
Campo magnético H
−Hc
Ø Hc : campo coercitivo definido como el campo necesario necesario para
anular la inducción magnética en el material
Ø Br : inducción magnética remanente, valor de B para H = 0; en este punto
todo el B presente es debido a la imanación remanente en el material
Ø BS : inducción de saturación que es valor límite de B − µ 0H para valores
grandes de campo magnético; este valor es suma de la imanación de
saturación en el material más el campo aplicado
Ø MS : imanación de saturación = BS /µ 0. En este punto tenemos en el
material un único dominio con su imanación apuntando en la dirección del
campo aplicado
Ø µr : permeabilidad relativa definida como la pendiente de la recta asociada
al movimiento irreversible de paredes de dominio en el primer ciclo de
aplicación de campo
Al comenzar a aumentar el campo magnético aplicado sobre una muestra
ferromagnética, inicialmente no imanada, se observa un aumento de la inducción.
Este aumento es inicialmente lento, debido al movimiento reversible de paredes de
dominios, para luego acelerarse, movimiento irreversible de paredes de dominios,
siguiendo una linea recta cuya pendiente define la permeabilidad magnética del
material µ r. En ambos casos de movimientos de paredes, crecen los dominios
favorablemente orientados en la dirección del campo aplicado. Este proceso
continúa hasta alcanzar un valor de saturación, único dominio con su imanación en
4-3
la dirección del campo aplicado, por encima del cual B sigue una linea de
crecimiento recta asociada únicamente al aumento de H. El corte de esta linea recta
con el eje de la inducción señala el valor de la imanación de saturación MS dado por
BS /µ 0. Si ahora reducimos el valor del campo magnético, la inducción no sigue el
mismo camino sino que decrece más lentamente hasta alcanzar un valor remanente
Br a campo magnético aplicado nulo. Esta inducción magnética es motivada por la
imanación remanente que permanece en el material al eliminar el campo y asociada
al movimiento irreversible de paredes al quedar éstas enganchadas en
imperfecciones que impiden el retorno a su posición original. Es necesario aplicar un
campo magnético coercitivo en sentido opuesto al primero y de valor Hc para anular
esta imanación remanente. La reducción de este campo magnético y su posterior
inversión en el mismo sentido que el campo primeramente aplicado cierran el ciclo
de histéresis magnético.
En este proceso de imanación se gasta energía empleada en desplazar las
paredes de los dominios y en girar la imanación en el sentido del campo aplicado.
Parte de esta energía queda almacenda en el material en forma de imanación
remanente al hacer el campo aplicado igual a cero. La densidad de energía
H'
almacenada en el material al aumentar H de 0 a H’ es:
r r
µ
H
∫ 0 ⋅ dM . Por tanto, la
0
energía almacenada al aumentar H hasta la saturación es el área sombreada en a)
a) Energía de
imanación
b) Energía de
desimanación
c) Energía disipada
en el ciclo
La energía recuperada al reducir H a cero es el área sombreada en b). La
energía disipada en un ciclo será la diferencia entre a) y b) es decir el área
sombreada en c) y por tanto, la energía disipada en un ciclo y almacenada en el
material ferromagnético es el área encerrada en la curva de histéresis.
4-4
4.2 Estructura de dominios
La estructura de dominios de un material ferro-ferrimagnético está
determinada por varios tipos de energía. La estructura más estable se alcanza
cuando la energía potencial del conjunto es mínima. La energía magnética total del
material es la suma de las siguientes contribuciones que posteriormente pasamos a
analizar
Ø
Energía de canje ya estudiada en el capítulo 3
Ø
Energía de anisotropía
Ø
Energía de la pared el dominio
Ø
Energía magnetoestrictiva
Ø
Energía magnetoestática
4.2.1 Energía de anisotropía
En un cristal ferromagnético existe una energía denominada energía
magneto-cristalina o de anisotropía que hace que la imanación se oriente
preferentemente a lo largo de ciertos ejes cristalográficos definidos llamados
direcciones de fácil imanación. Esta energía no proviene de la interacción de canje
isótropa considerada hasta ahora si no que es debida a interacciones electrostáticas
asociadas a distribuciones electrónicas. Las curvas presentadas en la figura 4.3
muestran las direcciones de fácil imanación para el Fe, Co y Ni.
Figura 4.3. Curvas de imanación para Fe, Ni y Co. En el Fe (BCC), las direcciones [100] son de fácil
imanación y las [111] las desfavorables mientras que para el Ni (FCC) las direcciones [111] son de
fácil imanación y las [100] las desfavorables. El Co es un cristal hexagonal en el que el eje hexagonal
es la dirección de fácil imanación a temperatura ambiente.
4-5
Para materiales ferromagnéticos policristalinos, los granos a diferentes
orientaciones alcanzarán imanación de saturación a diferentes intensidades de
campo. Los granos cuyas orientaciones están en la dirección de fácil imanación se
saturarán a bajos campos, mientras que los orientados en las direcciones difíciles,
deberán rotar su momento resultante en la dirección del campo, de manera que
alcanzarán la saturación a campos mucho más altos. El trabajo realizado para rotar
los dominios debido a esta anisotropía se denomina energía de anisotropía
magnetocristalina.
La energía de anisotropía tiene su origen en el hecho de que la distribución
de cargas de iones próximos no es esférica sino esferoidal, debido a interacción
spin-órbita. La asimetría en la distribución de carga está ligada a la dirección del spin
provocando que la rotación de la dirección de los spins con respecto a los ejes
cristalinos cambia la energía de canje y la energía de interacción electrostática entre
átomos vecinos tal y como se esquematiza en la figura 4.4.
Figura 4.4. La asimetría en el solape de las distribuciones electrónicas de iones próximos es un
mecanismo de anosotropía magnetocristalina dado que una rotación de las direcciones de spin con
respecto a los ejes cristalinos cambia la energía de canje así como la energía de las interacciones
electrostáticas de las cargas. La energía de a) no es la misma que la de b)
La densidad de energía de anisotropía depende del grado de desorientación
de la imanación respecto a la dirección de fácil imanación. Como ejemplo, en el
cobalto, siendo θ el ángulo que forma la imanación con el eje hexagonal, y a
temperatura ambiente, esta densidad de energía vale
σanis = K1 sen2θ + K2sen4θ
[4.1]
4-6
con K 1= 4,1x105 J/m3 y K 2=1x105 J/m3
Para el Fe y el Ni que son cristales cúbicos la densidad de energía de
anisotropía en función de la dirección de imanación (α 1, α 2, α 3 cosenos directores) y
a temperatura ambiente vale
σanis = K1 (α 12α 22 + α 32α 12 +α 22α 32) + K2α 12α 22α 32
[4.2]
con K 1Fe = 4,8x104 J/m3 , K2Fe = 5x103 J/m3 y K 1Ni = -4,5x103 J/m3 , K2 Ni = 2,3x103 J/m3
Las constantes de anisotropía K tienden a cero cuando la temperatura se
acerca a la temperatura de Curie.
4.2.2 Energía de la pared de dominios
Se denomina pared de dominio o pared de Bloch en un cristal a la zona de
transición que separa dos dominios magnéticos adyacentes, imanados en
direcciones diferentes. La variación completa de spin no ocurre de un salto
discontinuo en un solo plano atómico, sino de forma gradual sobre un gran numero
de planos atómicos, ya que la energía de canje es menor cuando se reparte sobre
un gran número de spins, figura 4.5.
Figura 4.5. Estructura de la pared de Bloch separando 2 dominios.
Podemos analizar este fenómeno a partir de la ecuación de Heisenberg en
una pared que separa dos dominios donde la imanación cambia 180º. Para dos
spins que forman entre ellos un ángulo pequeño ϕ , la energía de intracción de canje
4-7
será igual a U= -2JS cosϕ , y tomando cos ϕ ≈ 1 - ½ϕ , la energía de canje entre
2 2
ellos referida a a
l energía entre spins paralelos es igual a wex = JS ϕ . Si la
2
2
variación total en la dirección de la imanación de π ocurre por N pasos sucesivos
iguales, el ángulo entre spins adyacentes será π /N, y energía de canje en pares de
2
2
átomos adyacentes: wex = JS (π /N) . Por tanto la energía total de canje de una fila
de N + 1 átomos será igual a
Nwex = JS 2π 2 /N
[4.3]
Si no hubiera energía de anisotropía, la pared engrosaría sin límite dado que
así minimizaríamos la energía de canje. Sin embargo, los spins dentro de la pared
tienen direcciones muy diferentes a las de fácil imanación y por tanto en una 1ª
aproximación podemos asumir que la energía de anisotropía asociada a la pared es
proporcional a su espesor.
Consideremos una pared paralela a la cara del cubo de una red cúbica simple
separando dominios de direcciones opuestas. El objetivo de este análisis es
encontrar el número N de planos atómicos contenidos en la pared. La energía de la
pared por unidad de área será igual a al suma de las contribuciones de las energías
de canje y de anisotropía, σw = σex + σanis .
2
Si a es el parámetro de la red, por unidad de área existen 1/a filas de átomos
2 2
2
perpendiculares al plano de la pared, es decir σex = JS π /N a . La energía de
anisotropía será igual a una constante de anisotropía K × espesor de la pared Na,
σanis ≈ KNa
σw ≈ (JS 2π 2/N a2) + KNa
[4.4]
La energía de la pared σw es mínima con respecto a N cuando
∂σ w / ∂N = 0 = − (π 2 JS 2 / N 2 a2 ) + Ka
[4.5]
y despejando
1/ 2
 π 2 JS 2 

N=
 Ka 3 


[4.6]
4-8
Para el Fe, N ≈ 300 y el espesor de la pared de dominio ≈ 0,1 µm (a ≈ 3Å).
Nos queda por tanto que la energía total de la pared por unidad de área es igual a
1/ 2
 KJS 2 

σw = 2π 
 a 


[4.7]
-3
2
Para el Fe tenemos un valor alrededor de σw ≈ 10 J/m
4.2.3 Energía magnetoestrictiva
Cuando un material se imana, sus dimensiones cambian ligeramente y la
muestra se expandirá o contraerá en la dirección de imanación. Esta deformación
elástica reversible inducida magnéticamente (∆l/l) se denomina magnetostricción y
es del orden de 10-6. El Ni, por ejemplo, a la imanación de saturación se contrae
unos 40 ppm en la dirección de imanación y se expande en la dirección transversal a
la imanación. La energía debida a los esfuerzos mecánicos de la magnetoestricción
se llama energía magnetoestrictiva. El origen de la magnetoestricción está
relacionado con el cambio en la longitud de enlace entre átomos, cuando el
momento dipolar de su spin electrónico está rotando para la alineación durante la
imanación. Los dipolos pueden atraerse o repelerse uno a otro, dando lugar a la
contracción o expansión del material durante la imanación. En una distribución de
dominios, los cambios dimensionales de los respectivos dominios harán que éstos
no encajen exactamente dando lugar a una energía elástica de elongación. Este
aumento de energía del sistema es una limitación a la formación de dominios
magnéticos.
Figura 4.6. Magnetoestricción en materiales cúbicos magnéticos. (a) Negativa. (b) Positiva. (c)
Disminución de la magnetoestricción por la creación de dominios más estrechos
4-9
4.2.4 Energía magnetoestática
La energía magnetoestática es la energía potencial magnética de un material
ferromagnético debida al campo magnético externo generado. El siguiente esquema
muestra diferentes configuraciones de dominios y su energía magnetostática
asociada.
N N N
a)
NN S
b)
NS N
c)
SSS
SS N
SN S
a)
b)
c)
d)
d)
e)
e)
a) la existencia de un dominio único implica la aparición de polos magnéticos
sobre la superficie del cristal dando lugar a un valor elevado de la energía magnética
2
almacenada en el campo exterior de la muestra y que es proporcional a MS /µ 0 ≈
3
0,01 J/cm
b) la división del cristal en 2 dominios de imanación opuesta implica una
reducción de la energía magnética a la mitad
c) la división en N dominios da lugar a una reducción de la energía magnética
en ~1/N debido a la reducida extensión del campo
d y e) la energía magnética es igual a 0 debido a la aparición de los
denominados dominios de cierre con angulos de los límites triangulares con la
imanación igual a 45°. No hay campo magnético externo asociado a la imanación.
4.2.5 Dominios magnéticos y ciclo de histéresis
Hemos visto como la estructura de dominios es una consecuencia natural de
las distintas contribuciones a la energía de un cuerpo ferromagnético (energía de
canje, de anisotropía, magnetostática y magnetostrictiva). La configuración de
dominios en equilibrio se alcanza cuando la suma de las energías
magnetoestrictivas, magnetoestáticas y de las paredes de Bloch alcanza un mínimo.
El aumento del número de dominios minimiza la energía asociada al campo
magnético externo. Por otro lado, la energía magnetostrictiva puede ser grande si el
volumen de los dominios de cierre es grande lo que implica que los dominios tienden
a ser estrechos para reducir el volumen de dominios de cierre. Sin embargo, el
4-10
material no se divide en un mosaico infinitamente fino de dominios debido a que la
formación de paredes de Bloch precisa energía adicional.
El ciclo de histéresis magnético está íntimamente ligado a la estructura de
dominios presente en el material. Así como la imanación de saturación queda
determinada únicamente por el material magnético estudiado, parámetros tales
como la imanación remanente ó el campo coercitivo dependen, no solo de material,
si no también de su microestructura, tamaño de grano y presencia de defectos, y de
su relación con los dominios magnéticos. La figura 4.7 muestra un esquema de la
dependencia de la coercitividad con el tamaño de grano del material.
Figura 4.7. Esquema de la dependencia del campo coercitivo con el tamaño de grano
Se distinguen básicamente dos zonas: la zona multidominio (MD) en donde
cada grano presenta en su interior varios dominios magnéticos, y la zona de dominio
único (SD) en donde cada grano está asociado a un único dominio. Los materiales
magnéticos en la zona MD presenta campos coercitivos y remanencias bajas dado
que la imanación está asociada a movimientos de paredes de dominios, proceso
energéticamente sencillo y realizable a campos magnéticos bajos. En cambio en la
zona SD, la imanación está asociada a rotaciones de la imanación en el dominio,
proceso energéticamente costoso, dando lugar a remanencias y coercitividades
altas. Para la magnétita, el tamaño de grano de transición entre la zona SD y MD
está en torno a los 80 nm. Si dentro de la zona SD el tamaño de grano sigue
disminuyendo, entramos en a
l zona superparamagnética (SPM) en donde tanto la
coercitividad como la remanencia se hacen cero.
4-11
4.3 Materiales magnéticos blandos
Los materiales magnéticos blandos son fácilmente imanables y desimanables
presentando curvas de histéresis de apariencia estrecha con bajos campos
coercitivos y alta saturación, figura 4.8 .a. y teniendo por tanto altas permeabilidades
magnéticas µ. Este hecho es debido a la presencia de pocas imperfecciones y
defectos que constituyen obstáculos al movimiento de paredes de los dominios
magnéticos ó al giro de la imanación dentro de un dominio. Igualmente , y para
favorecer estos movimientos, se requieren bajas constantes de anisotropía y de
magnetostricción. El uso de estos materiales está centrado en núcleos para
transformadores, motores, generadores, equipos de comunicación de alta
sensibilidad, etc. La tabla 4.1 enuncia algunas propiedades de los materiales
magnéticos blandos habitualmente utilizados.
Figura 4.8. Curvas de histéresis magnética para a) materiales magnéticos blandos y b) duros
Tabla 4.1. Propiedades magnéticas de materiales magnéticos blandos.
4-12
En el proceso de imanación-desimanación del material magnético acaecen
unas pérdidas energéticas básicamente debidas a dos fenómenos
Ø
Pérdidas por histéresis: son debidas a la disipación de energía
requerida para desplazar las paredes de los dominios magnéticos durante la
imanación y desimanación del material. Estas pérdidas aumentan por la presencia
de impurezas, imperfecciones, precipitados, dislocaciones, etc, que actúan como
barreras que impiden el desplazamiento de las paredes de dominios durante el ciclo
de imanación, incrementando las pérdidas de energía de histéresis. El área
encerrada por la curva de histéresis es una medida de la energía perdida debida a la
histéresis magnética.
Ø Perdidas por corrientes parásitas: son corrientes inducidas por
variaciones en el flujo magnético, y se pueden reducir con un aumento de la
resistividad del material. Esto se consigue por ejemplo añadiendo impurezas
sustitucionales. Otro modo de reducir las corrientes parásitas a nivel macroscópico
en los núcleos de los transformadores consiste en utilizar una estructura laminar o
de hojas, aplicando una capa aislante entre una hoja y la siguiente.
4.3.1 Ejemplos de materiales magnéticos blandos y sus
aplicaciónes
Aleaciones de Fe y Si. Los materiales magnéticos blandos de más amplia
utilización, por ejemplo en motores, tranformadores ó generadores, son las
aleaciones de Fe con 3-4% en peso de Si. Al añadir Si en solución sólida al Fe, la
aleación resultante presenta unas pérdidas de energía por histéresis menores,
volviéndose más blando magnéticamente, como consecuencia de varios fenómenos.
Primero disminuyen los intersticiales de oxígeno presentes atrapados por el Si; estos
intersticiales son unos defectos que dificultan el movimiento de las paredes de los
dominios. Además existe una reducción de la energía de anisotropía
magnetocristalina y de la magnetostricción provocando un aumento de la
permeabilidad magnética. Finalmente, la adicción de Si da lugar a un aumento en la
resistividad eléctrica disminuyendo las perdidas por corrientes parásitas, hecho
importante en transformadores y máquinas funcionando en corriente alterna. Como
efectos negativos aparecen la disminución de la imanación de saturación y de la
temperatura de Curie de la aleación. Ademas disminuye la ductilidad del Fe
provocando que para contenidos de Si mayores del 4% no se puede laminar el
material.
4-13
Otro mecanismo que reducen las pérdidas magnéticas en estas aleaciones es
conseguir que en el proceso de laminación, la orientación de los granos sea tal que
la dirección de fácil imanación <100> quede en el plano de la lámina. Esta es la
denominada tectura de Goss, figura 4.9 , en la que el plano del laminado es el (110).
Finalmente se suelen adoptar estructura laminares empleándose por ejemplo en
núcleos de transformadores láminas de Fe-3%Si de 0,25 a 0.35 mm de espesor, con
una capa aislante entre ellas con el objetivo de reducir las corrientes parásitas.
Figura 4.9. (a) textura aleatoria y (b) Textura de Goss (110)⟨001⟩
Vídrios metálicos. Los vidrios metálicos son una clase relativamente nueva de
materiales metálicos cuya característica dominante es una estructura no cristalina
(amorfa). Se fabrican por un proceso de solidificación rápida (∼106 °C/s). Los vidrios
metálicos tienen una propiedades notables: son muy fuertes, muy duros con alguna
flexibilidad, y muy resistentes a la corrosión. Magnéticamente son materiales muy
blandos, y esa es una de las principales razones de su importancia. Consisten
esencialmente en combinaciones de los metales ferromagnéticos Fe, Co y Ni con los
metaloides B y Si. En los vidrios metálicos, al no haber fronteras de grano ni
anisotropía cristalina de gran alcance, las paredes de los dominios se mueven con
facilidad, la energía de anisotropía es practicamente 0, las pérdidas de histéresis son
muy pequeñas y poseen una alta permeabilidad. Además, al ser materiales amorfos,
su resistividad es alta, es decir, las pérdidas por corrientes parásitas serán muy
pequeñas.
La tabla 4.2 muestra una recopilación de los vidrios metálicos más conocidos
y de sus propiedades. El material más común se denomina Metglas (Fe80B20 →
Metglas 2605). Este tipo de materiales encuentra aplicaciones en transformadores
de energía, sensores magnéticos de posición ó deformación y cabezas de
grabación.
4-14
Tabla 4.2. Vidrios metálicos: composiciones, propiedades y aplicaciones
Aleaciones de Fe y Ni. Poseen energías magnetocristalina y magnetostrictiva muy
bajas, y por eso tienen mayores permeabilidades a campos bajos que las aleaciones
de Fe-Si, tabla 4.1. Los materiales más conocidos son el Permalloy (Fe + 45%Ni) y
el Supermalloy (79% Ni). Su aplicación más importante es la comunicación de alta
sensibilidad, en la que el equipo ha de recibir o transmitir pequeñas señales.
4.4 Materiales magnéticos duros
Los materiales magnéticos duros se caracterizan por una alta fuerza
coercitiva Hc y una alta inducción magnética remanente Br; de este modo, los ciclos
de histéresis de estos materiales son anchos y altos, figura 4.7.b . La tabla 4.3
resume los materiales magnéticos duros comúnmente utilizados y sus propiedades
más relevantes. Estos materiales se imanan en un campo magnético lo
suficientemente fuerte como para orientar sus dominios magnéticos en la dirección
del campo aplicado. Una parte de la energía aplicada del campo se convierte en
energía potencial que se almacena en el imán permanente producido. Un imán
permanente, por consiguiente, se encuentra en un estado de energía relativamente
alto, comparado con un imán que no está imanado. Los materiales magnéticos duros
son difíciles de desimanar, una vez imanados debido básicamente a sus altas
constantes de anisotropía cristalina y a defectos que imposibilitan el movimiento de
las paredes de dominio. Para comparar las fuerzas de los imanes permanentes se
escoge el cuadrante izquierdo superior de la curva de histéresis, y a partir de ella se
calcula el producto energético máximo, (BH)máx , que es el máximo valor del
producto de B por H. Este producto es una medida de la energía potencial
magnética de un material magnético duro por unidad de volumen y teóricamente se
demuestra que no puede superar el valor µ 0 M s2 / 2 . Por tanto, y con el objetivo de
maximizar el producto energético máximo es interesante trabajar con materiales de
alta imanación de saturación.
4-15
Tabla 4.3. Propiedades magnéticas de materiales magnéticos duros
4.4.1 Ejemplos de materiales magnéticos duros y sus
aplicaciónes
Alnico (aleaciones de Al, Ni y Co). Las aleaciones alnico son aleaciones de Al, Ni
y Co más Fe como material base, y son los más importantes materiales magnéticos
duros que se utilizan hoy en día. En EEUU cuentan con un 35% del mercado de los
materiales magnéticos. Estas aleaciones se caracterizan por un producto (BH)máx
muy alto, una alta imanación remanente y una fuerza coercitiva moderada. La figura
4.10 muestra las aleaciones alnico más importantes.
Las aleaciones de alnico son frágiles y se fabrican mediante fundición o
procesos de metalurgia de polvos. Los polvos de alnico se usan principalmente para
producir grandes cantidades de pequeños artículos con formas complejas. En
cuanto a su estructura, por encima de la temperatura de tratamiento térmico por
solución (∼1250°C), las aleaciones alnico son de fase sencilla, con estructura
cristalina bcc. Durante el enfriamiento a 750-850°C se descomponen en otras dos
fases bcc, α y α’. La matriz de la fase α es rica en Ni y Al y poco magnética,
mientras que el precipitado α’ es rico en Fe y Co y por lo tanto posee una imanación
más alta que la fase α . La fase α’ se asemeja a una varilla alineada en las
direcciones ⟨100⟩, y tiene dimensiones aproximadas de unos 10 nm de diámetro y
100 nm de longitud. Si el tratamiento térmico se hace en presencia de un campo
magnético, el precipitado α’ forma minúsculas partículas delgadas y alargadas en la
dirección del campo magnético en una matriz de fase α . La alta coercitividad de los
alnicos se atribuye a la dificultad de rotación de las partículas de dominio sencillo de
la fase α’, debido a su anisotropía geométrica. Cuanto mayor sea la relación de
aspecto (longitud/anchura), mayor será la coercitividad de la aleación.
4-16
Figura 4.10. Desarrollo de las composiciones químicas de las aleaciones Alnico. La aleación original
fue descubierta por Mishima en Japón en 1931
Aleaciones de las Tierras Raras. Las aleaciones de tierras raras se están
empezando a producir a gran escala y tienen propiedades magnéticas superiores a
las de cualquier material magnético comercial. Presentan los mayores productos de
energía, (BH) máx, y fuerzas coercitivas muy altas. El origen del magnetismo en los
elementos de las tierras raras se debe casi completamente a sus electrones
desapareados 4f. Hay dos grupos principales de materiales magnéticos basados en
tierras raras: unos basados en una fase única de SmCo5, y otros basados en
aleaciones endurecidas por precipitación, de composición aproximada Sm(Co,Cu)7,5.
Los imanes basados en la fase simple SmCo5 son los de uso más común. El
mecanismo de coercitividad se basa en la nucleación y fijación de las paredes de
dominio de las superficies y fronteras de grano. Estos materiales se fabrican
mediante técnicas de metalurgia de polvos usando partículas finas (1-10 µm). Al
aplicarles presión durante la compactación, las partículas son alineadas en un
campo magnético. Un posterior tratamiento de sinterización previene el crecimiento
de las partículas prensadas.
Los imanes Sm-Co son usados en en dispositivos médicos tales como
motores ligeros en bombas implantables y válvulas. También se utilizan para
motores de paso de relojes electrónicos de pulso y tubos electrónicos que crean
ondas de radiofrecuencia. Corriente continua, motores sincronizados y generadores
son producidos a partir de imanes de tierras raras, obteniéndose una notable
reducción de tamaño.
4-17
Aleaciones magnéticas de Nd-Fe-B. Estas aleaciones fueron descubiertas en
1984, y tienen los productos (BH)máx más altos que se conocen. Se pueden
considerar como un caso extremo de las aleaciones anteriores. Su alta coercitividad
y producto (BH)máx resultan de la dificultad de invertir los dominios magnéticos, que
normalmente nuclean en las juntas de grano con fases intergranulares ricas en Nd
no ferromagnéticas, formados y alineados en los granos constitutivos de la matriz
Nd2Fe14. Este proceso maximiza tanto Hc como (BH)max para el conjunto de
agregados del material. Las aplicaciones más habituales son todo tipo de motores
eléctricos, especialmente los de arranque de automoción, debido a la reducción en
peso y a la posibilidad de fabricación compacta.
La figura 4.11 analiza, resumiendo los materiales hasta ahora desarrollados,
la evolución de la calidad de los materiales magnéticos duros durante los últimos
años en función del producto de su energía máximo.
Figura 4.11. Progreso en la calidad de los
materiales magnéticos duros en el siglo XX en
función del producto de energía máximo (BH) max
Aleaciones magnéticas Co-Pt-Cr: El soporte magnético para almacenamiento de
alta densidad de datos, discos duro de ordenadores, está basado en películas
delgadas de este tipo de aleaciones depositadas por sputtering. La elección de este
material está basada en la segregación química en dos fases, una magnética en el
interior del grano, con un tamaño de grano alrededor de 10 nm, y otra no magnética
en junta de grano que los separa. Este hecho permite una interacción entre granos
débil permitiendo transiciones magnéticas bien definidas (bit de almacenamiento).
Este hecho, unido a un pequeño tamaño de grano, posibilita aumentar la densidad
de integración de información. En películas delgadas de CoPtCr, el Cr difunde hacia
4-18
la junta de grano resultando en un grano magnético rico en Co rodeado de juntas de
grano ricas en Cr y pobremente magnéticas. La adición de B reduce el tamaño de
grano y ayuda a la formación de la fase no magnética que separa los granos
magnéticos.
4.5 Ferritas
Son materiales cerámicos ferrimagnéticos que se preparan mezclando óxido
de hierro (Fe2O3 ) con otros óxidos y carbonatos en forma de polvo. Los polvos son
posteriormente prensados y sinterizados a elevadas temperaturas. Las imanaciones
de las ferritas son lo suficientemente altas como para tener un valor comercial, pero
su saturación magnética no es tan elevada como la producida por materiales
ferromagnéticos. Las ferritas tienen estructura de dominios y las curvas de histéresis
son parecidas a las de los materiales ferromagnéticos. Como éstos, las ferritas
también se dividen en blandas y duras.
Ferritas magnéticamente blandas. Tienen la composición MO⋅Fe2O3 (M = Fe2+,
Mn2+ , Zn2+ ) con estructura de espinela inversa, variante de la estructura cristalina del
mineral espinela (MgO⋅Al2O3). Presentan imanaciónes de saturación elevadas
aunque menor que en los materiales ferromagnéticos. Cabe destacar su alta
resistividad eléctrica siendo prácticamente aislantes. Esto motiva bajas pérdidas de
energía por corrientes parásitas, factor importante por ejemplo en aplicaciones a
altas frecuencias. Sus aplicaciones más importantes son en baja señal
transformadores e inductores de baja energía, núcleos de memoria, cabezas de
grabación, por ejemplos espinelas Mn-Zn y Ni-Zn, aparatos audiovisuales,
transformadores de líneas ó bobinas de convergencia para televisión.
Ferritas magnéticamente duras. Su fórmula general es MO⋅6Fe2O3 (M = Ba2+,
Sr2+) con estructura cristalina hexagonal. Estos materiales presentan una gran
coercitivadad y una elevada anisotropía magnetocristalina. Encuentra aplicaciones
en generadores, servomotores y motores, aplicaciones electrónicas tales como
imanes para auriculares y timbres de teléfonos y receptores, dispositivos de
retención de puertas, precintos y pestillos ó en el diseños de juguetes.
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Problemas
1. Utilizando la aproximación del campo medio calcular para el Ni el campo de canje
BE y estimar el valor de la integral de canje.
2. Calcular para el óxido de europio (g=2 , J=7/2) la razón entre la imanación a 300
K para un campo de 10-2 T y la imanación a 0 K.
3. Calcular para el Fe la imanación de saturación a 50 K. A partir de este resultado
estimar el valor de la integral de canje.
4. Sobre un material se han realizado una serie de medidas magnéticas
obteniéndose los resultados graficados en la figura. Explicar que tipo de material
magnético tenemos caracterizándolo lo más completamente posible.
1/χ
21,2
Ms=2,2e6 A/m
N=6e28 mol/m3
150
200
T (K)
5. El óxido de vanadio V2O4 es una sustancia antiferromagnética con Tn= 343 K Y
θ= 720 K. Dibujar para una muestra policristalina la curva 1/χ vs T. Estimar la
reducción en la interacción de canje para 2º vecinos más próximos. Nota: Para
ello demostrar previamente que, considerando la interacción entre 2º vecinos
más próximos según un campo de canje -εM, se cumple que
ϑ β +ε
=
TN β − ε
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6. La ferrita NiOFe2O3 presenta un número efectivo de magnetones de Bohr por
molécula de nB=2,4. Justificar en función de su estructura cristalina espinela este
valor. Conociendo la densidad de este material, ρ= 5,24 g/cm3, y su peso
molecular P m= 234,49 g, calcular la imanación de saturación a 0 K del NiOFe2O3.
7. Sea un material magnético con las siguientes propiedades, integral de canje
J=10-21 J, energía de anisotropía K=4x104 Jm-3, S=1 y espaciado atómico a=0,3
nm. Calcular la energía superficial y el ancho de pared de los dominios donde la
imanación cambia 180º.
8. Dibujar de forma aproximada la curva de histéresis magnética completa del
Alnico 8. Explicar en el 1º ciclo de aplicación del campo magnético H los
fenómenos que ocurren en la aleación.
9. Se ha fabricado magnetita Fe3O4 siguiendo tres rutas diferentes de producción.
Midiendo a T ambiente los ciclos de histéresis se ha encontrado para las tres
muestras los siguientes parámetros
Magnetita 1
Mr(A/m)
0,024x107
Hc (Oe)
300
Magnetita 2
0
0
Magnetita 3
0,03x106
50
Estimar a partir de estos valores el tamaño de grano de las tres muestras
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