El término estructura magnética de un material se refiere a la disposición ordenada de espines magnéticos, típicamente dentro de una red cristalográfica ordenada . Su estudio es una rama de la física del estado sólido .
La mayoría de los materiales sólidos no son magnéticos, es decir, no presentan una estructura magnética. Debido al principio de exclusión de Pauli , cada estado está ocupado por electrones de espines opuestos, de modo que la densidad de carga se compensa en todas partes y el grado de libertad del espín es trivial. Aun así, estos materiales suelen mostrar un comportamiento magnético débil, por ejemplo debido al diamagnetismo o al paramagnetismo de Pauli .
El caso más interesante es cuando el electrón del material rompe espontáneamente la simetría mencionada anteriormente. Para el ferromagnetismo en el estado fundamental, hay un eje de cuantificación de espín común y un exceso global de electrones de un número cuántico de espín dado, hay más electrones apuntando en una dirección que en la otra, dando una magnetización macroscópica (típicamente, la mayoría de los electrones son elegidos para señalar hacia arriba). En los casos más simples (colineales) de antiferromagnetismo , todavía hay un eje de cuantificación común, pero los espines electrónicos apuntan alternativamente hacia arriba y hacia abajo, lo que nuevamente conduce a la cancelación de la magnetización macroscópica. Sin embargo, específicamente en el caso de frustración de las interacciones, las estructuras resultantes pueden volverse mucho más complicadas, con orientaciones inherentemente tridimensionales de los espines locales. Finalmente, el ferrimagnetismo mostrado prototípicamente por la magnetita es en cierto sentido un caso intermedio: aquí la magnetización está globalmente descompensada como en el ferromagnetismo, pero la magnetización local apunta en diferentes direcciones.
La discusión anterior pertenece a la estructura del estado fundamental. Por supuesto, las temperaturas finitas conducen a excitaciones de la configuración de espín. Aquí se pueden contrastar dos puntos de vista extremos: en la visión de Stoner del magnetismo (también llamado magnetismo itinerante), los estados electrónicos están deslocalizados y su interacción con el campo medio conduce a la ruptura de la simetría. Desde este punto de vista, al aumentar la temperatura, la magnetización local disminuiría de manera homogénea, a medida que los electrones individuales deslocalizados se mueven desde el canal ascendente al descendente. Por otro lado, en el caso del momento local, los estados electrónicos se localizan en átomos específicos, dando espines atómicos, que interactúan sólo en un rango corto y normalmente se analizan con el modelo de Heisenberg . Aquí, las temperaturas finitas conducen a una desviación de las orientaciones de los espines atómicos de la configuración ideal, por lo que en un ferroimán también disminuye la magnetización macroscópica.
Para el magnetismo localizado, muchas estructuras magnéticas pueden describirse mediante grupos espaciales magnéticos , que dan una explicación precisa de todos los posibles grupos de simetría de configuraciones arriba/abajo en un cristal tridimensional. Sin embargo, este formalismo es incapaz de dar cuenta de algunas estructuras magnéticas más complejas, como las que se encuentran en el helimagnetismo .
Este orden puede estudiarse observando la susceptibilidad magnética en función de la temperatura y/o del tamaño del campo magnético aplicado, pero la mejor manera de obtener una imagen verdaderamente tridimensional de la disposición de los espines es mediante la difracción de neutrones . [1] [2] Los neutrones son dispersados principalmente por los núcleos de los átomos en la estructura. Por lo tanto, a una temperatura superior al punto de orden de los momentos magnéticos, donde el material se comporta como paramagnético, la difracción de neutrones dará una imagen únicamente de la estructura cristalográfica. Por debajo del punto de orden, por ejemplo la temperatura de Néel de un antiferroimán o el punto de Curie de un ferroimán, los neutrones también experimentarán dispersión debido a los momentos magnéticos porque ellos mismos poseen espín. Por tanto , las intensidades de las reflexiones de Bragg cambiarán. De hecho, en algunos casos se producirán reflexiones de Bragg completamente nuevas si la celda unitaria del ordenamiento es mayor que la de la estructura cristalográfica. Esta es una forma de formación de superestructura . Por tanto, la simetría de la estructura total bien puede diferir de la subestructura cristalográfica. Debe ser descrito por uno de los 1651 grupos magnéticos ( Shubnikov ) en lugar de uno de los grupos espaciales no magnéticos . [3]
Aunque la difracción de rayos X ordinaria es "ciega" a la disposición de los espines, se ha hecho posible utilizar una forma especial de difracción de rayos X para estudiar la estructura magnética. Si se selecciona una longitud de onda que está cerca de un borde de absorción de uno de los elementos contenidos en los materiales, la dispersión se vuelve anómala y este componente de la dispersión es (algo) sensible a la forma no esférica de los electrones externos de un átomo con una giro no apareado. Esto significa que este tipo de difracción de rayos X anómala sí contiene información del tipo deseado.
Más recientemente, se están desarrollando técnicas de mesa que permiten estudiar estructuras magnéticas sin recurrir a fuentes de neutrones o sincrotrones. [4]
Sólo tres elementos son ferromagnéticos a temperatura y presión ambiente: hierro , cobalto y níquel . Esto se debe a que su temperatura de Curie , Tc , es mayor que la temperatura ambiente ( Tc > 298K) . El gadolinio tiene una magnetización espontánea justo por debajo de la temperatura ambiente (293 K) y a veces se cuenta como el cuarto elemento ferromagnético. Ha habido algunas sugerencias de que el gadolinio tiene un orden helimagnético , [5] pero otros defienden la opinión de larga data de que el gadolinio es un ferroimán convencional. [6]
Los elementos disprosio y erbio tienen cada uno dos transiciones magnéticas. Son paramagnéticos a temperatura ambiente, pero se vuelven helimagnéticos por debajo de sus respectivas temperaturas de Néel y luego se vuelven ferromagnéticos por debajo de sus temperaturas de Curie. Los elementos Holmio , Terbio y Tulio presentan estructuras magnéticas aún más complicadas. [7]
También existe un ordenamiento antiferromagnético, que se desordena por encima de la temperatura de Néel . El cromo es algo así como un antiferroimán simple, pero también tiene una modulación de onda de densidad de espín inconmensurable además de la simple alternancia de espín hacia arriba y hacia abajo. [8] El manganeso (en la forma α-Mn) tiene una celda unitaria de 29 átomos , lo que conduce a una disposición antiferromagnética compleja pero proporcional a bajas temperaturas ( grupo espacial magnético P 4 2'm'). [9] [10] A diferencia de la mayoría de los elementos, que son magnéticos debido a los electrones, el orden magnético del cobre y la plata está dominado por el momento magnético nuclear mucho más débil (compárese con el magnetón de Bohr y el magnetón nuclear ), lo que lleva a temperaturas de transición cercanas al cero absoluto . [11] [12]
Los elementos que se convierten en superconductores presentan superdiamagnetismo por debajo de una temperatura crítica.
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