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 .
Estructuras magnéticas
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, por lo que la densidad de carga se compensa en todas partes y el grado de libertad de espín es trivial. Aún así, tales materiales muestran típicamente un comportamiento magnético débil, por ejemplo, debido al paramagnetismo de Pauli o al diamagnetismo de Langevin o Landau .
El caso más interesante es cuando el electrón del material rompe espontáneamente la simetría antes mencionada. 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 se eligen 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 conduce nuevamente 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 tal como lo muestra 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 se refiere a la estructura del estado fundamental. Por supuesto, las temperaturas finitas conducen a excitaciones de la configuración de giro. Aquí se pueden contrastar dos puntos de vista extremos: en la imagen de Stoner del magnetismo (también llamado magnetismo itinerante), los estados electrónicos están deslocalizados y su interacción de campo medio conduce a la ruptura de la simetría. En este punto de vista, al aumentar la temperatura, la magnetización local disminuiría de manera homogénea, ya que los electrones deslocalizados individuales 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 solo en un rango corto y típicamente 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 para un ferromagnético 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 no puede explicar algunas estructuras magnéticas más complejas, como las que se encuentran en el helimagnetismo .
Técnicas para estudiarlos
Dicho ordenamiento puede estudiarse observando la susceptibilidad magnética en función de la temperatura y / o el tamaño del campo magnético aplicado, pero la mejor forma de obtener una imagen verdaderamente tridimensional de la disposición de los espines es mediante difracción de neutrones . [1] [2] Los neutrones se dispersan principalmente por los núcleos de los átomos en la estructura. A una temperatura por encima del punto de orden de los momentos magnéticos, donde el material se comporta como uno paramagnético, la difracción de neutrones, por lo tanto, dará una imagen de la estructura cristalográfica solamente. Por debajo del punto de orden, por ejemplo, la temperatura de Néel de un antiferromagnet o el punto de Curie de un ferromagnet, los neutrones también experimentarán la dispersión de 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 reflejos de Bragg completamente nuevos si la celda unitaria del ordenamiento es mayor que la de la estructura cristalográfica. Esta es una forma de formación de superestructuras . 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 cercana a 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 un giro no emparejado. Esto significa que este tipo de difracción de rayos X anómala contiene información del tipo deseado.
Más recientemente, se están desarrollando técnicas de sobremesa que permiten estudiar las estructuras magnéticas sin recurrir a fuentes de neutrones o sincrotrones. [4]
Estructura magnética de los elementos químicos.
Solo tres elementos son ferromagnéticos a temperatura y presión ambiente: hierro , cobalto y níquel . Esto se debe a que su temperatura de Curie , Tc, es más alta 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 alguna sugerencia de que el gadolinio tiene un orden helimagnético , [5] pero otros defienden la visión de larga data de que el gadolinio es un ferromagnético 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 muestran estructuras magnéticas aún más complicadas. [7]
También hay un orden antiferromagnético, que se desordena por encima de la temperatura de Néel . El cromo es algo así como un simple antiferromagnet, 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 29 átomos de celda unitaria , lo que lleva a una compleja pero proporcional disposición antiferromagnética 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 (comparar el magnetón de Bohr y el magnetón nuclear ) que conduce a temperaturas de transición cercanas al cero absoluto . [11] [12]
Los elementos que se convierten en superconductores exhiben superdiamagnetismo por debajo de una temperatura crítica.
No. | Nombre | T c superconductora | Temperatura curie | Temperatura de Néel |
---|---|---|---|---|
3 | Litio | 0,0004 K [13] | ||
13 | Aluminio | 1,18 K [13] | ||
22 | Titanio | 0,5 K [13] | ||
23 | Vanadio | 5,4 K [13] | ||
24 | Cromo | 311 K [14] | ||
25 | Manganeso | 100 K [14] | ||
26 | Hierro | 1044 K [15] | ||
27 | Cobalto | 1390 K [15] | ||
28 | Níquel | 630 K [15] | ||
29 | Cobre | 6 * 10 −8 K [14] | ||
30 | Zinc | 0,85 K [13] | ||
31 | Galio | 1,08 K [13] | ||
40 | Circonio | 0,6 K [13] | ||
41 | Niobio | 9,25 K [13] | ||
42 | Molibdeno | 0,92 K [13] | ||
43 | Tecnecio | 8,2 K [13] | ||
44 | Rutenio | 0,5 K [13] | ||
45 | Rodio | 0,0003 K [13] | ||
46 | Paladio | 1,4 K [13] | ||
47 | Plata | 5,6 * 10 −10 K [14] | ||
48 | Cadmio | 0,52 K [13] | ||
49 | Indio | 3,4 K [13] | ||
50 | Estaño | 3,7 K [13] | ||
57 | Lantano | 6 K [13] | ||
58 | Cerio | 13 K [14] | ||
59 | Praseodimio | 25 K [14] | ||
60 | Neodimio | 19,9 K [14] | ||
62 | Samario | 13,3 K [14] | ||
63 | Europio | 91 K [14] | ||
64 | Gadolinio | 293,4 K [15] | ||
sesenta y cinco | Terbio | 221 K [15] | 230 K [14] | |
66 | Disprosio | 92,1 K [15] | 180,2 K [14] | |
67 | Holmio | 20 K [15] | 132,2 K [14] | |
68 | Erbio | 18,74 K [15] | 85,7 K [14] | |
69 | Tulio | 32 K [15] | 56 K [14] | |
71 | Lutecio | 0,1 K [13] | ||
72 | Hafnio | 0,38 K [13] | ||
73 | Tantalio | 4,4 K [13] | ||
74 | Tungsteno | 0,01 K [13] | ||
75 | Renio | 1,7 K [13] | ||
76 | Osmio | 0,7 K [13] | ||
77 | Iridio | 0,1 K [13] | ||
80 | Mercurio | 4,15 K [13] | ||
81 | Talio | 2,4 K [13] | ||
82 | Dirigir | 7,2 K [13] | ||
90 | Torio | 1,4 K [13] | ||
91 | Protactinio | 1,4 K [13] | ||
92 | Uranio | 1,3 K [13] | ||
95 | Americio | 1 K [13] |
Referencias
- ^ Difracción de neutrones de materiales magnéticos / Yu. A. Izyumov, VE Naish y RP Ozerov; traducido del ruso por Joachim Büchner. Nueva York: Consultants Bureau, c1991. ISBN 030611030X
- ^ Una demostración de Brian Toby
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- ^ Mei, Antonio B .; Gray, Isaías; Tang, Yongjian; Schubert, Jürgen; Werder, Don; Bartell, Jason; Ralph, Daniel C .; Fuchs, Gregory D .; Schlom, Darrell G. (2020). "Control fototérmico local de las transiciones de fase para patrones magnéticos regrabables a temperatura ambiente bajo demanda" . Materiales avanzados . 32 (22): 2001080. arXiv : 1906.07239 . doi : 10.1002 / adma.202001080 . ISSN 1521-4095 .
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