4-1

4. Materiales magnéticos

4.1 Dominios ferromagnéticos 4.2 Estructura de dominios 4.3 Materiales magnéticos blandos 4.4 Materiales magnéticos duros 4.5 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

4-2

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

Desplazamiento reversiblede paredes de dominios

Desplazamiento irreversible de pa-redes de dominios

Giro de la imanación

Campo aplicado

M

H

4-3

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

Campo magnético H

Inducción magnéticaB = µ0(H + M)

µr

Br

Bs + µ0H

−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 − µ0H 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 /µ0. 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 µr. 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

4-4

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 /µ0. 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

almacenada en el material al aumentar H de 0 a H’ es: ∫ ⋅'

00 MH

H

drr

µ . Por tanto, la

energía almacenada al aumentar H hasta la saturación es el área sombreada en a)

a) Energía de b) Energía de c) Energía disipada imanación desimanación 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.

4-5

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.

4-6

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]

4-7

con K1= 4,1x105 J/m3 y K2=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 (α1, α2, α3 cosenos directores) y a temperatura ambiente vale

σanis = K1 (α12α2

2 + α32α1

2 +α22α3

2) + K2α12α2

2α32 [4.2]

con K1

Fe = 4,8x104 J/m3 , K2Fe = 5x103 J/m3 y K1

Ni = -4,5x103 J/m3 , K2Ni = 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

4-8

será igual a U= -2JS 2cosϕ , y tomando cos ϕ ≈ 1 - ½ϕ 2, la energía de canje entre ellos referida a la energía entre spins paralelos es igual a wex = JS 2ϕ 2. Si la

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 átomos adyacentes: wex = JS 2(π /N) 2. 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 .

Si a es el parámetro de la red, por unidad de área existen 1/a2 filas de átomos

perpendiculares al plano de la pared, es decir σex = JS 2π 2 /N a2 . 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

KaaNJSNw +−==∂∂ )/(0/ 2222πσ [4.5]

y despejando

N =

2/1

3

22

Ka

JSπ [4.6]

4-9

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

σw = 2π 2/12

aKJS

[4.7]

Para el Fe tenemos un valor alrededor de σw ≈ 10

-3 J/m

2

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

4-10

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.

a) b) c) d) e)

a) b) c) d) 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 almacenada en el campo exterior de la muestra y que es proporcional a MS

2/µ0 ≈

0,01 J/cm3

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

S N S

N S N

S S N

N N S N N N

S S S

4-11

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 la zona superparamagnética (SPM) en donde tanto la coercitividad como la remanencia se hacen cero.

4-12

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.

4-13

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.

4-14

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.

4-15

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 2/2

0 sMµ . Por tanto, y con el objetivo de

maximizar el producto energético máximo es interesante trabajar con materiales de alta imanación de saturación.

4-16

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.

4-17

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.

4-18

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

4-19

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.

4-20

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.

T (K)

1/χ

150 200

21,2

Ms=2,2e6 A/mN=6e28 mol/m3

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

εβεβϑ

−+=

NT

4-21

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 Pm= 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

Mr(A/m) Hc(Oe) Magnetita 1 0,024x107 300

Magnetita 2 0 0

Magnetita 3 0,03x106 50 Estimar a partir de estos valores el tamaño de grano de las tres muestras