12.6: Ferromagnetismo

Lo que normalmente pensamos como materiales magnéticos son técnicamente ferromagnéticos. Las susceptibilidades de los materiales ferromagnéticos son típicamente del orden +10 ³ o 10 ⁴ o incluso mayores. Sin embargo, la susceptibilidad ferromagnética de un material es bastante sensible a la temperatura y, por encima de una temperatura conocida como temperatura de Curie, el material deja de volverse ferromagnético, y se vuelve meramente paramagnético.

Entre los elementos, solo el cobalto, el hierro y el níquel son fuertemente ferromagnéticos, siendo sus temperaturas de Curie alrededor de 1400, 1040 y 630 K respectivamente. El gadolinio es ferromagnético a bajas temperaturas; su temperatura de Curie es de aproximadamente 289 K = 16 ^o C. El disprosio es ferromagnético por debajo de su temperatura de Curie de aproximadamente 105 K. Hay muchas aleaciones artificiales y materiales cerámicos que son ferromagnéticos.

Al igual que con los materiales paramagnéticos, los átomos tienen momentos magnéticos permanentes, pero con la diferencia de que estos momentos no están orientados aleatoriamente sino que están fuertemente alineados con los ejes cristalográficos. Dentro de un solo cristal, existen dominios, dentro de los cuales todos los momentos magnéticos son paralelos y están alineados con un eje particular. En un dominio adyacente, nuevamente todos los momentos son paralelos entre sí, pero pueden estar alineados con un eje diferente, tal vez en ángulo recto con respecto al primer dominio, o tal vez alineados con el mismo eje pero apuntando en dirección opuesta. Así tenemos una serie de dominios, cada uno altamente magnetizado, pero con algunos dominios magnetizados en una dirección y algunos en otra. Los dominios están separados por límites de dominio, o “paredes de Bloch”, tal vez de unos pocos cientos de átomos de espesor, dentro de los cuales la orientación de los momentos magnéticos cambia gradualmente de un dominio a otro. La Figura XII.1 es un boceto esquemático de un cristal dividido en cuatro dominios, con la magnetización en una dirección diferente en cada uno.

Figura XIII.1

En la Figura XIII.2 estoy exponiendo el cristal a un campo magnético cada vez más fuerte y cada vez más fuerte, y observamos lo que sucede con los dominios, y, en la Figura XIII.3, a la magnetización del cristal en su conjunto.

Figura XIII.2

Cuando aplicamos por primera vez un campo débil (a), las paredes de Bloch (límites de dominio) se mueven de manera que los dominios orientados favorablemente crecen a expensas de los dominios opuestos, y la magnetización aumenta lentamente. Con campos más fuertes (b), de repente todos los momentos magnéticos (debidos a giros desapareados) dentro de un solo dominio cambian de dirección casi al unísono, de manera que un dominio opuesto de repente se convierte en un dominio favorable; esto sucede a un dominio tras otro, hasta que todos los dominios están orientados favorablemente, y el la magnetización de la muestra aumenta rápidamente. Para campos aún más fuertes (c), los momentos magnéticos, generalmente orientados paralelos a un eje de cristal, se doblan de manera que están en la dirección del campo magnetizante. Cuando todo eso se logra, no es posible más magnetización, y el espécimen se satura.

Figura XIII.3

Ahora, si se reduce el campo, los momentos magnéticos se relajan y ocupan sus posiciones normales paralelas a un eje cristalográfico. Pero, a medida que el campo se reduce aún más (d), no hay razón para que los dominios inviertan su polaridad como sucedió en la etapa (b). Es decir, cuando la etapa b) ocurrió originalmente, se trataba de un proceso irreversible. La curva de desmagnetización no sigue la curva de magnetización a la inversa. En consecuencia, cuando el campo magnetizante se ha reducido a cero, el espécimen retiene una magnetización remanente (indicada por RM en la Figura XIII.3), con todos los dominios aún orientados favorablemente. Para reducir la magnetización a cero, hay que aplicar un campo en la dirección inversa. El campo inverso necesario para reducir la magnetización a cero se denomina fuerza coercitiva (indicada por CF en la Figura XIII.3).

A medida que magnetiza repetidamente el espécimen primero en una dirección y luego en la otra, la gráfica de magnetización versus campo de magnetización describe el bucle de histéresis indicado en la Figura XII.3. Debido al proceso irreversible (b), la energía magnética se disipa como calor durante un ciclo completo, siendo el alrededor de la pérdida de energía proporcional al área del bucle de histéresis. La cantidad de histéresis depende de cuán libremente puedan moverse las paredes del dominio, lo que a su vez depende de la constitución física y química de los materiales magnéticos, particularmente del número de impurezas presentes que pueden inhibir el movimiento de la pared de Bloch. Para un imán permanente, se necesita un material con un bucle de histéresis grasa, con una gran magnetización remanente así como una gran fuerza coercitiva, para que no se pueda desmagnetizar fácilmente. Para un núcleo de transformador, necesita un material con un bucle de histéresis estrecho.

Si pones un material magnético dentro de un solenoide con corriente alterna dentro del solenoide, la magnetización girará repetidamente alrededor del bucle de histéresis. Si ahora disminuye gradualmente la amplitud de la corriente en el solenoide, el bucle de histéresis gradualmente se volverá cada vez más pequeño, desapareciendo a un punto (H y M ambos cero) cuando la corriente se reduzca a cero. Esto proporciona un método de desmagnetización de una muestra.

Es angustiante la frecuencia con la que se lee de la magnetización “remanente”. Incluso me he encontrado con editores de copia demasiado entusiastas que cambiarán la ortografía correcta de un autor “remanente” por el “remanente” incorrecto. La diferencia es que “remanente” es un sustantivo (como en un remanente de tela) y “remanente”, que se pronuncia con tres sílabas distintas, es un adjetivo, que significa “remanente”.