Ferrimagnetismo

Tipo de fenómeno magnético

Ordenamiento ferrimagnético

Órdenes magnéticos: comparación entre ferro, antiferro y ferrimagnetismo

Imanes de ferrita. La ferrita , un compuesto cerámico , es uno de los ejemplos más comunes de material ferrimagnético.

Un material ferrimagnético es un material que tiene poblaciones de átomos con momentos magnéticos opuestos , como en el antiferromagnetismo , pero estos momentos son desiguales en magnitud, por lo que permanece una magnetización espontánea . ^[1] Esto puede ocurrir, por ejemplo, cuando las poblaciones están formadas por diferentes átomos o iones (como Fe ²⁺ y Fe ³⁺ ).

Al igual que las sustancias ferromagnéticas , las sustancias ferrimagnéticas son atraídas por imanes y pueden magnetizarse para formar imanes permanentes . La sustancia magnética más antigua conocida, la magnetita (Fe ₃ O ₄ ), fue clasificada como ferromagneto antes de que Louis Néel descubriera el ferrimagnetismo en 1948. ^[2] Desde el descubrimiento, se han encontrado numerosos usos para los materiales ferrimagnéticos, como platos de discos duros y Aplicaciones biomédicas .

Historia

Hasta el siglo XX, todas las sustancias magnéticas naturales se denominaban ferroimanes. En 1936, Louis Néel publicó un artículo en el que proponía la existencia de una nueva forma de magnetismo cooperativo al que llamó antiferromagnetismo. ^[3] Mientras trabajaba con Mn ₂ Sb, el físico francés Charles Guillaud descubrió que las teorías actuales sobre el magnetismo no eran adecuadas para explicar el comportamiento del material, e hizo un modelo para explicar el comportamiento. ^[4] En 1948, Néel publicó un artículo sobre un tercer tipo de magnetismo cooperativo, basado en los supuestos del modelo de Guillaud. Lo llamó ferrimagnetismo. En 1970, Néel recibió por su trabajo en magnetismo el Premio Nobel de Física . ^[5]

origen fisico

➀ Debajo del punto de compensación de magnetización, el material ferrimagnético es magnético. ➁ En el punto de compensación, los componentes magnéticos se cancelan entre sí y el momento magnético total es cero. ➂ Por encima de la temperatura de Curie , el material pierde magnetismo.

El ferromagnetismo tiene los mismos orígenes físicos que el ferromagnetismo y el antiferromagnetismo . En los materiales ferrimagnéticos, la magnetización también es causada por una combinación de interacciones dipolo-dipolo e interacciones de intercambio resultantes del principio de exclusión de Pauli . La principal diferencia es que en los materiales ferrimagnéticos existen diferentes tipos de átomos en la celda unitaria del material . Un ejemplo de esto se puede ver en la figura anterior. Aquí los átomos con un momento magnético más pequeño apuntan en la dirección opuesta a los momentos más grandes. Esta disposición es similar a la presente en materiales antiferromagnéticos, pero en materiales ferrimagnéticos el momento neto es distinto de cero porque los momentos opuestos difieren en magnitud.

Los ferrimagnetos tienen una temperatura crítica por encima de la cual se vuelven paramagnéticos al igual que los ferroimanes. ^[6] A esta temperatura (llamada temperatura de Curie ) se produce una transición de fase de segundo orden , ^[7] y el sistema ya no puede mantener una magnetización espontánea. Esto se debe a que a temperaturas más altas el movimiento térmico es lo suficientemente fuerte como para exceder la tendencia de los dipolos a alinearse.

Derivación

Hay varias formas de describir ferrimagnetos, la más simple de las cuales es con la teoría del campo medio . En la teoría del campo medio, el campo que actúa sobre los átomos se puede escribir como

${\displaystyle {\vec {H}}={\vec {H}}_{0}+{\vec {H}}_{m},}$

donde es el campo magnético aplicado y es el campo causado por las interacciones entre los átomos. La siguiente suposición entonces es ${\displaystyle {\vec {H}}_{0}}$ ${\displaystyle {\vec {H}}_{m}}$ ${\displaystyle {\vec {H}}_{m}=\gamma {\vec {M}}.}$

Aquí está la magnetización promedio de la red y el coeficiente del campo molecular. Cuando permitimos que y dependa de la posición y la orientación, podemos escribirlo en la forma ${\displaystyle {\vec {M}}}$ ${\displaystyle \gamma }$ ${\displaystyle {\vec {M}}}$ ${\displaystyle \gamma }$

${\displaystyle {\vec {H}}_{i}={\vec {H}}_{0}+\sum _{k=1}^{n}\gamma _{ik}{\vec {M}}_{k},}$

donde es el campo que actúa sobre la i -ésima subestructura y es el coeficiente del campo molecular entre las i -ésima y k -ésima subestructuras. Para una red diatómica podemos designar dos tipos de sitios, a y b . Podemos designar el número de iones magnéticos por unidad de volumen, la fracción de iones magnéticos en los sitios a y la fracción en los sitios b . Esto entonces da ${\displaystyle {\vec {H}}_{i}}$ ${\displaystyle \gamma _{ik}}$ ${\displaystyle N}$ ${\displaystyle \lambda }$ ${\displaystyle \mu =1-\lambda }$

${\displaystyle {\vec {H}}_{aa}=\gamma _{aa}{\vec {M}},\quad {\vec {H}}_{ab}=\gamma _{ab}{\vec {M}}_{b},\quad {\vec {H}}_{ba}=\gamma _{ba}{\vec {M}}_{a},\quad {\vec {H}}_{bb}=\gamma _{bb}{\vec {M}}_{b}.}$

Se puede demostrar eso y aquello a menos que las estructuras sean idénticas. favorece una alineación paralela de y , mientras que favorece una alineación antiparalela. Para ferrimagnetos , será conveniente tomarla como una cantidad positiva y escribir el signo menos explícitamente delante de ella. Para los campos totales en a y b esto da ${\displaystyle \gamma _{ab}=\gamma _{ba}}$ ${\displaystyle \gamma _{aa}\neq \gamma _{bb},}$ ${\displaystyle \gamma _{ab}>0}$ ${\displaystyle {\vec {M}}_{a}}$ ${\displaystyle {\vec {M}}_{b}}$ ${\displaystyle \gamma _{ab}<0}$ ${\displaystyle \gamma _{ab}<0}$ ${\displaystyle \gamma _{ab}}$

${\displaystyle {\vec {H}}_{a}={\vec {H}}_{0}+\gamma _{aa}{\vec {M}}_{a}-\gamma _{ab}{\vec {M}}_{b},}$

${\displaystyle {\vec {H}}_{b}={\vec {H}}_{0}+\gamma _{bb}{\vec {M}}_{b}-\gamma _{ab}{\vec {M}}_{a}.}$

Además, introduciremos los parámetros que dan la relación entre las fuerzas de las interacciones. Por fin introduciremos las magnetizaciones reducidas. ${\displaystyle \alpha =\gamma _{aa}/\gamma _{ab}}$ ${\displaystyle \beta =\gamma _{bb}/\gamma _{ab},}$

${\displaystyle {\vec {\sigma }}_{a}={\vec {M}}_{a}/\lambda Ng\mu _{B}S_{a},}$

${\displaystyle {\vec {\sigma }}_{b}={\vec {M}}_{b}/\mu Ng\mu _{B}S_{b}}$

con el giro del i -ésimo elemento. Esto da entonces para los campos: ${\displaystyle S_{i}}$

${\displaystyle {\vec {H}}_{a}={\vec {H}}_{0}+Ng\mu _{B}S_{a}\gamma _{ab}(\lambda \alpha {\vec {\sigma }}_{a}-\mu {\vec {\sigma }}_{b}),}$

${\displaystyle {\vec {H}}_{b}={\vec {H}}_{0}+Ng\mu _{B}S_{b}\gamma _{ab}(-\lambda {\vec {\sigma }}_{a}+\mu \beta {\vec {\sigma }}_{b}).}$

Las soluciones de estas ecuaciones (omitidas aquí) vienen dadas por

${\displaystyle \sigma _{a}=B_{S_{a}}(g\mu _{b}S_{a}H_{a}/k_{\text{B}}T),}$

${\displaystyle \sigma _{b}=B_{S_{b}}(g\mu _{b}S_{b}H_{b}/k_{\text{B}}T).}$

¿Dónde está la función Brillouin ? El caso más sencillo de resolver ahora es . Dado que , esto da el siguiente par de ecuaciones: ${\displaystyle B_{J}(x)}$ ${\displaystyle S_{a}=S_{b}=1/2}$ ${\displaystyle B_{1/2}(x)=\tanh(x)}$

${\displaystyle \lambda \sigma _{a}={\frac {\tau F(\lambda ,\alpha ,\beta )}{\alpha \beta -1}}(\beta \tanh ^{-1}\sigma _{a}+\tanh ^{-1}\sigma _{b}),}$

${\displaystyle \mu \sigma _{b}={\frac {\tau F(\lambda ,\alpha ,\beta )}{\alpha \beta -1}}(\tanh ^{-1}\sigma _{a}+\alpha \tanh ^{-1}\sigma _{b})}$

con y . Estas ecuaciones no tienen una solución analítica conocida, por lo que deben resolverse numéricamente para encontrar la dependencia de la temperatura . ${\displaystyle \tau =T/T_{\text{c}}}$ ${\displaystyle F(\lambda ,\alpha ,\beta )={\frac {1}{2}}\left(\lambda \alpha +\mu \beta +{\sqrt {(\lambda \alpha -\mu \beta )^{2}+4\lambda \mu }}\right)}$ ${\displaystyle \mu }$

Efectos de la temperatura

A diferencia del ferromagnetismo, las curvas de magnetización del ferrimagnetismo pueden adoptar muchas formas diferentes dependiendo de la fuerza de las interacciones y la abundancia relativa de átomos. Los ejemplos más notables de esta propiedad son que la dirección de la magnetización puede invertirse mientras se calienta un material ferrimagnético desde el cero absoluto hasta su temperatura crítica, y que la fuerza de la magnetización puede aumentar mientras se calienta un material ferrimagnético hasta la temperatura crítica, los cuales no pueden ocurrir. para materiales ferromagnéticos. Estas dependencias de la temperatura también se han observado experimentalmente en NiFe _2/5 Cr _8/5 O ₄ ^[8] y Li _1/2 Fe _5/4 Ce _5/4 O ₄ . ^[9]

Una temperatura inferior a la temperatura de Curie , pero en la que los momentos magnéticos opuestos son iguales (lo que da como resultado un momento magnético neto de cero) se denomina punto de compensación de magnetización. Este punto de compensación se observa fácilmente en granates y aleaciones de metales de transición de tierras raras (RE-TM). Además, los ferrimagnetos también pueden tener un punto de compensación del momento angular , en el que desaparece el momento angular neto. Este punto de compensación es crucial para lograr una rápida inversión de la magnetización en dispositivos de memoria magnética.

Efecto de campos externos

Modelo teórico de magnetización m contra campo magnético h . Comenzando en el origen, la curva ascendente es la curva de magnetización inicial . La curva descendente después de la saturación, junto con la curva de retorno inferior, forman el bucle principal . Las intersecciones hc y mrs son la _{coercitividad} y la _remanencia de saturación .

Cuando los ferrimagnetos se exponen a un campo magnético externo, muestran lo que se llama histéresis magnética , donde el comportamiento magnético depende de la historia del imán. También exhiben una magnetización de saturación ; esta magnetización se alcanza cuando el campo externo es lo suficientemente fuerte como para hacer que todos los momentos se alineen en la misma dirección. Cuando se alcanza este punto, la magnetización no puede aumentar, ya que no hay más momentos para alinear. Cuando se elimina el campo externo, la magnetización del ferrimagnet no desaparece, pero permanece una magnetización distinta de cero. Este efecto se utiliza a menudo en aplicaciones de imanes. Si posteriormente se aplica un campo externo en la dirección opuesta, el imán se desmagnetizará aún más hasta que finalmente alcance una magnetización de . Este comportamiento da como resultado lo que se llama un bucle de histéresis . ^[10] ${\displaystyle M_{\text{rs}}}$ ${\displaystyle -M_{\text{rs}}}$

Propiedades y usos

Los materiales ferrimagnéticos tienen alta resistividad y propiedades anisotrópicas . En realidad, la anisotropía es inducida por un campo aplicado externo. Cuando este campo aplicado se alinea con los dipolos magnéticos, provoca un momento dipolar magnético neto y hace que los dipolos magnéticos precesan a una frecuencia controlada por el campo aplicado, llamada Larmor o frecuencia de precesión . Como ejemplo particular, una señal de microondas polarizada circularmente en la misma dirección que esta precesión interactúa fuertemente con los momentos dipolares magnéticos ; cuando está polarizado en dirección opuesta, la interacción es muy baja. Cuando la interacción es fuerte, la señal de microondas puede atravesar el material. Esta propiedad direccional se utiliza en la construcción de dispositivos de microondas como aisladores , circuladores y giratorios . Los materiales ferrimagnéticos también se utilizan para producir circuladores y aisladores ópticos . Los minerales ferrimagnéticos de varios tipos de rocas se utilizan para estudiar las propiedades geomagnéticas antiguas de la Tierra y otros planetas. Ese campo de estudio se conoce como paleomagnetismo . Además, se ha demostrado que los ferrimagnetos como la magnetita se pueden utilizar para el almacenamiento de energía térmica . ^[11]

Ejemplos

El material magnético más antiguo conocido, la magnetita , es una sustancia ferrimagnética. Los sitios tetraédricos y octaédricos de su estructura cristalina exhiben espín opuesto. Otros materiales ferrimagnéticos conocidos incluyen granate de itrio y hierro (YIG); ferritas cúbicas compuestas de óxidos de hierro con otros elementos como aluminio , cobalto , níquel , manganeso y zinc ; y ferritas de tipo hexagonal o espinela, incluyendo ferrita de renio, ReFe ₂ O ₄ , PbFe ₁₂ O ₁₉ y BaFe ₁₂ O ₁₉ y pirrotita , Fe _{1− x} S. ^[12]

El ferrimagnetismo también puede ocurrir en imanes de una sola molécula . Un ejemplo clásico es una molécula de manganeso dodecanuclear con un espín efectivo S  = 10 derivado de la interacción antiferromagnética en centros metálicos de Mn(IV) con centros metálicos de Mn(III) y Mn(II). ^[13]

Ver también

• Energía de anisotropía  : energía en una dirección específica.Pages displaying wikidata descriptions as a fallback
• Magnetización orbital

Referencias

1. Spaldin, Nicola A. (2011). Materiales magnéticos: fundamentos y aplicaciones (2ª ed.). Cambridge: Prensa de la Universidad de Cambridge. ISBN 978-0-521-88669-7. OCLC  607986416.
2. Neel, M. Louis (1948). "Propriétés magnétiques des ferrites; ferrimagnétisme et antiferromagnétisme" (PDF) . Anales de Física . 12 (3): 137–198. Código bibliográfico : 1948AnPh...12..137N. doi : 10.1051/anphys/194812030137. ISSN  0003-4169. S2CID  126111103.
3. Neel, Louis (1936). "Propiétés magnétiques de l'état métallique et énergie d'interaction entre atomes magnétiques". Anales de Física . 11 (5): 232–279. Código bibliográfico : 1936AnPh...11..232N. doi : 10.1051/anphys/193611050232. ISSN  0003-4169.
4. Inteligente, J. Samuel (septiembre de 1955). "La teoría de Néel del ferrimagnetismo". Revista Estadounidense de Física . 23 (6): 356–370. Código bibliográfico : 1955AmJPh..23..356S. doi :10.1119/1.1934006. ISSN  0002-9505.
5. "El Premio Nobel de Física 1970". Premio Nobel.org . Consultado el 26 de enero de 2021 .
6. Simon, Steven H. (21 de junio de 2013). Conceptos básicos del estado sólido de Oxford (1ª ed.). Oxford. ISBN 978-0-19-150210-1. OCLC  851099021.{{cite book}}: CS1 maint: location missing publisher (link)
7. Blundell, Stephen; Blundell, Katherine M. (2010). Conceptos de física térmica (2ª ed.). Oxford: Prensa de la Universidad de Oxford. ISBN 978-0-19-956209-1. OCLC  607907330.
8. Tsushima, Tachiro (agosto de 1963). "Propiedades magnéticas de la serie ferrita-cromita de níquel y cobalto". Revista de la Sociedad de Física de Japón . 18 (8): 1162-1166. Código bibliográfico : 1963JPSJ...18.1162T. doi :10.1143/jpsj.18.1162. ISSN  0031-9015.
9. Gorter, EW; Schulkes, JA (1 de mayo de 1953). "Inversión de la magnetización espontánea en función de la temperatura en espinelas LiFeCr". Revisión física . 90 (3): 487–488. Código bibliográfico : 1953PhRv...90..487G. doi :10.1103/physrev.90.487.2. ISSN  0031-899X.
10. Soler, MAG; Paterno, LG (1 de enero de 2017), Da Róz, Alessandra L.; Ferreira, Marystela; de Lima Leite, Fábio; Oliveira, Osvaldo N. (eds.), "Capítulo 6. Nanomateriales magnéticos", Nanoestructuras , William Andrew Publishing, págs. 147–186, doi :10.1016/b978-0-323-49782-4.00006-1, ISBN 978-0-323-49782-4, recuperado el 25 de enero de 2021.
11. Grosu, Yaroslav; Faik, Abdessamad; Ortega-Fernández, Iñigo; D'Aguanno, Bruno (marzo de 2017). "Magnetita natural para almacenamiento de energía térmica: Excelentes propiedades termofísicas, transición de calor latente reversible y conductividad térmica controlada". Materiales de Energía Solar y Células Solares . 161 : 170-176. doi : 10.1016/j.solmat.2016.12.006 .
12. Klein, C. y Dutrow, B., Mineral Science, 23.ª ed., Wiley, pág. 243.
13. Sessoli, Roberta; Tsai, Hui Lien; Schake, Ann R.; Wang, Sheyi; Vicente, Juan B.; Folt, Kirsten; Gatteschi, Dante; Christou, George; Hendrickson, David N. (1993). "Moléculas de alto espín: [Mn ₁₂ O ₁₂ (O ₂ CR) ₁₆ (H ₂ O) ₄ ]". Mermelada. Química. Soc . 115 (5): 1804–1816. doi :10.1021/ja00058a027.

enlaces externos

• Medios relacionados con el ferrimagnetismo en Wikimedia Commons