Ferrimagnetismo

El ferrimagnétisme es una propiedad magnética de ciertos sólidos. En un material ferrimagnético, los momentos magnéticos son antiparalelos pero de diferente amplitud. Esto da como resultado una magnetización espontánea del material. Por tanto, se distingue tanto del antiferromagnetismo , para el que el momento magnético resultante es cero, como del ferromagnetismo , para el que la magnetización espontánea resulta a nivel microscópico de una disposición paralela de momentos magnéticos. Algunos ferrimagnéticos se llaman ferritas, pero es importante tener en cuenta que la palabra en este contexto se usa en masculino. Por lo tanto, no se debe confundir con la ferrita, que es un término que designa la fase α metalúrgica del hierro.

Influencia de la temperatura

Principio

En un material ferrimagnético, podemos dividir la estructura cristalina en varias submatrices de diferentes momentos magnéticos, pero cuya suma vectorial de estos momentos no es cero. En el caso simple de un ferrimagnético divisible en dos subredes A y B, los momentos M A y M B asociados respectivamente con las subredes A y B mencionadas anteriormente son opuestos en dirección pero de valores diferentes.

La dependencia de la temperatura de los materiales ferrimagnéticos es similar a la de los materiales ferromagnéticos . De hecho, la polarización espontánea de un material ferrimagnético varía con la temperatura. A medida que aumenta la temperatura, el movimiento térmico tiende a desorientar gradualmente los momentos magnéticos M A y M B . Por tanto, la magnetización espontánea del material se reduce con el aumento de temperatura.

La temperatura a la que la magnetización del material es cero se llama temperatura de Curie. Los momentos magnéticos de las dos submatrices luego se orientan aleatoriamente y el momento magnético total es cero. Más allá de esta temperatura, el material ferrimagnético adopta un comportamiento paramagnético .

Sin embargo, las variaciones térmicas pueden afectar a las dos subredes de una manera más compleja y puede existir una temperatura inferior a la temperatura de Curie T C para la cual la magnetización espontánea del material es cero. Esta temperatura se denomina temperatura de compensación T comp y la magnetización cero resulta de una compensación exacta de la magnetización de las dos subredes.

La siguiente figura muestra varios casos posibles (M, L, N, Q, P) de variaciones en la magnetización en función de la temperatura. Se detalla el caso N para el que existe una temperatura de compensación, se representan las magnetizaciones de las dos subredes, se anulan entre sí para T = T comp .

Estudio de la dependencia de la temperatura

Es posible estudiar la dependencia de la temperatura de los materiales ferromagnéticos siguiendo la teoría fenomenológica desarrollada por Louis Néel . Al colocarnos en el modelo de campo molecular, se consideran dos submatrices de magnetizaciones diferentes y . ${\ Displaystyle M _ {\ mathrm {A}}}$ ${\ Displaystyle M _ {\ mathrm {B}}}$

Son , , y los diferentes coeficientes de campo debido a las interacciones moleculares entre las dos redes y las interacciones presentes en una misma red. ${\ Displaystyle W _ {\ mathrm {AB}}}$ ${\ Displaystyle W _ {\ mathrm {BA}}}$ ${\ Displaystyle W _ {\ mathrm {AA}}}$ ${\ Displaystyle W _ {\ mathrm {BB}}}$

{\ Displaystyle W _ {\ mathrm {AB}} = W _ {\ mathrm {BA}} = - W \ (W> 0)}

{\ Displaystyle W _ {\ mathrm {AA}} = a _ {\ mathrm {A}} W \}

y ( y )

{\ Displaystyle \ W _ {\ mathrm {BB}} = a _ {\ mathrm {B}} W}

{\ Displaystyle W _ {\ mathrm {AA}} \}

{\ Displaystyle \ W _ {\ mathrm {BB}}> 0}

El campo total que actúa en cada una de las dos subredes es:

{\ Displaystyle H_ {i} = HW (M_ {j} -a_ {j} M_ {j}) \ quad {\ text {con}} \ quad i, j = \ mathrm {A} \ {\ text {o }} \ \ mathrm {B}}

En el dominio paramagnético, ${\ Displaystyle M_ {i} = {\ frac {C_ {i}} {T}} H_ {i}}$

Con C i la constante de Curie de cada subred tal que ${\ Displaystyle C_ {i} = {\ frac {N_ {i} \ mu _ {0} m_ {i \ mathrm {eff}} ^ {2}} {3k_ {b}}}}$

La expresión de magnetización total es:

{\ Displaystyle M = M _ {\ mathrm {A}} + M _ {\ mathrm {B}} = XH}

La susceptibilidad es tal que:

{\ Displaystyle {\ frac {1} {X}} = {\ frac {T- \ theta _ {p}} {C}} - {\ frac {\ gamma} {T- \ theta}}}

Por tanto, la inversa de la susceptibilidad sigue una ley hiperbólica. Al igual que para los materiales antiferromagnéticos , la temperatura asintótica de la curva 1 / X es negativa. A temperaturas muy altas, la inversa de la susceptibilidad varía linealmente con la temperatura, y se aparta de este comportamiento cuando se aproxima a la temperatura de Curie T C . Esta temperatura se define por la cancelación de 1 / X , la susceptibilidad se vuelve infinita y estamos en presencia de una asíntota vertical.

Influencia del campo magnético

En ausencia de un campo magnético

Al igual que con el antiferromagnetismo , los momentos magnéticos de los iones de cristal se alinean en antiparalelo dentro de un pequeño dominio, el dominio de Weiss . Sin embargo, los momentos magnéticos opuestos son desiguales y no se compensan completamente entre sí. Luego encontramos un momento magnético en cada dominio. En la escala de cristal, no se observa ningún momento magnético resultante, ya que los dominios de Weiss están dirigidos en todas las direcciones.

En presencia de un campo magnético

En presencia de un campo magnético externo, los momentos magnéticos tienden a alinearse en la dirección del campo magnético. La curva del valor de la magnetización M en función del campo magnético H adopta diferentes formas en función de la temperatura del material.

Cuando la temperatura es menor que la temperatura de Curie, se observa un comportamiento similar a los materiales ferromagnéticos y aparece una saturación de la magnetización del material para un valor de campo particular.
Por encima de la temperatura de Curie, el material se comporta de manera similar a los materiales paramagnéticos.

Materiales

El ferrimagnétisme es observable solo en compuestos con estructuras cristalinas complejas. Existen muchos ferrimagnéticos que tienen estructura de espinela, es decir, de la forma AB 2 O 4 donde A es un catión en sitio tetraédrico y B, dos cationes en sitios octaédricos. Se pueden citar , como ejemplos, NiFe 2 O 4 , CoFe 2 O 4 o también CuFe 2 O 4 .

Hay varias familias de compuestos ferrimagnéticos que no tienen estructura de espinela. El enlace de superintercambio sigue siendo la base del mecanismo de polarización, pero las estructuras cristalinas son más complejas, al igual que las fórmulas químicas. A veces hay tres submatrices formadas por sitios magnéticos particulares, como en las ferritas con una estructura granate que corresponde a la fórmula 3M 2 O 3 2Fe 2 O 3 3Fe 2 O 3 . M es un metal seleccionado de la serie de tierras raras o itrio. En este caso, la ferrita se conoce como YIG (Yttrium Iron Garnet).

Entre los ferrimagnéticos de estructura hexagonal, sólo las ferritas de bario y estroncio correspondientes a la fórmula MFe 12 O 19, donde M = Ba o Sr son de interés técnico. Su forma es muy alargada, lo que explica la fuerte anisotropía magnética de este tipo de ferrita. Se utilizan principalmente para la fabricación de imanes permanentes.

Aplicaciones

Uno de los primeros materiales ferrimagnéticos utilizados fue la piedra magnética de los antiguos que era un material ferrimagnético natural, pero no fue hasta el trabajo de Snoek en 1945 para tener estos materiales a escala industrial y ver el surgimiento de aplicaciones más recientes. . Hoy son de gran importancia en las aplicaciones tecnológicas porque tienen momentos magnéticos espontáneos. Los encontramos:

en núcleos de transformadores: se utilizan ferritas blandas ( campo coercitivo y baja histéresis ). Para obtener imanes permanentes , por el contrario, se eligen ferritas “duras” que tienen un gran campo coercitivo y una alta anisotropía ;
en componentes de microondas usando polarización magnética usando elementos ferrimagnéticos artificiales;
en el contexto del geomagnetismo, por ejemplo, con la datación de los flujos de lava y el registro de variaciones en la orientación del campo magnético de la Tierra ;
en las memorias de la computadora. En lugar de utilizar un campo magnético para registrar información en un material magnético, los materiales ferrimagnéticos solo permiten utilizar pulsos de calor. De hecho, la inversión de la magnetización en un ferrimagnético se puede realizar mediante un calentamiento ultrarrápido (sin aplicación de un campo magnético) del material absorbiendo un pulso láser de una duración inferior al picosegundo. Este método podría aumentar diez veces la capacidad de escritura, consumir menos energía y permitir la grabación en medios magnéticos a una velocidad de varios Terabytes (10 12 bytes ) por segundo, es decir, cientos de veces más rápido que los discos duros .

Notas y referencias

Charles Kittel ( trad. Nathalie Bardou, Evelyne Kolb), Física del estado sólido [" Física del estado sólido "]1998[ detalle de ediciones ]

Ver también

Bibliografía

Étienne du Trémolet de Lacheisserie, Magnetism I Foundations , laboratorio Louis Néel, Grenoble
LP Lévy, Magnetismo y Superconductividad (Ciencias EDP)
Neil W. Ashcroft y N. David Mermin, Solid State Physics [ detalle de las ediciones ]