Figura 3.24 Susceptibilidad magnética en función de T para materiales: a. ferromagnéticos, b. antiferromagnéticos y c. ferrimagnéticos. En la parte inferior se muestran las afinaciones de los momentos magnéticos para este caso.
La susceptibilidad en estos materiales es positiva, y aumenta a medida que se incrementa la temperatura, pues la energía térmica destruye las disposiciones antiparalelas de los momentos y les permite alinearse en el campo. En la figura 3.24 se compara la alineación de los momentos magnéticos y los efectos de la temperatura en los materiales antiferromagnéticos y ferromagnéticos. El pico máximo señalado en la figura 3.24b para un material antiferromagnético se denomina temperatura de Neel (ON) y corresponde a la temperatura Curie de los ferromagnéticos. En la figura 3.24c se presenta una tercera disposición ordenada, y posible, de los dipolos magnéticos. En este caso, los dipolos son antiparalelos; sin embargo, hay una diferencia de magnitud entre los momentos de direcciones opuestas, de modo que habrá un momento magnético neto. Los materiales que se comportan así son los ferrimagnéticos, uno de los cuales es la magnetita Fe3O4, que es la forma magnética del óxido de Fe. La magnetización de los espineles ferrimagnéticos (o ferritas) es lo bastante alta para ser útil comercialmente, aunque su valor de saturación sea tan alto como en los materiales ferromagnéticos. En electrónica se les emplea en varias aplicaciones; una de ellas ha sido en magnetos de computadores.
Los materiales ferrimagnéticos poseen curvas de histéresis y estructuras de dominios similares a las de los materiales ferromagnéticos. El fenómeno puede originarse por varias causas: en unas circunstancias, la magnitud del momento magnético de un tipo de dipolo puede ser más grande que el de otro. En otras, en una estructura cristalina puede darse que el número de iones con un momento magnético orientado en una dirección sea mayor que en otra.
Finalmente es también importante mencionar que existe una relación entre la anisotropía y la magnetización. El trabajo para mover un límite de dominio o pared de Bloch está supeditado a la energía del límite, la cual, a su vez, está condicionada a la anisotropía magnética, o sea, al hecho de haber direcciones de más fácil magnetización. Esta facilidad de magnetización depende, además, del estado de deformación interna en el material y de la presencia de impurezas. Estos dos últimos factores afectan la “dureza” magnética mediante el fenómeno de magnetostricción, o sea que las constantes reticulares son modificadas un poco por la magnetización, de modo que se impone un influjo directo sobre la orientación de los dominios.
Los materiales con esfuerzos internos son difíciles tanto de magnetizar como de desmagnetizar (son magnéticamente duros), en tanto que los materiales sin tensiones son magnéticamente blandos. Así que, como los esfuerzos internos responden también por la dureza mecánica, en el diseño de aleaciones magnéticas se tiene como principio hacer los materiales magnéticos permanentes tan duros y a los magnetos tan blandos mecánicamente como sea posible.
3.3.7. Superconductividad
En 1911, Heike Kamerlingh Onnes (véase figura 3.25) descubrió que, al enfriar Hg por debajo de unos 4,2 K, este metal perdía toda su resistividad eléctrica y se convertía en un superconductor. El fenómeno ha sido observado en numerosos metales, siendo excepciones notables los elementos del grupo i y los materiales ferromagnéticos. La Tc es la temperatura a la cual ocurre la transición, y está entre 1 y 19 K para los elementos que presentan el fenómeno. En la tabla 3.3 se dan las temperaturas críticas de los metales superconductores más conocidos.
Cuando se habla de resistividad cero, es realmente este hecho, según se ha podido establecer en mediciones muy sensibles (van Delft and Kes, 2010). Lógicamente, un fenómeno como este tiene muchas aplicaciones comerciales. Hay, sin embargo, serias limitaciones, la más notable de las cuales puede ser la de las bajísimas temperaturas que hay que obtener.
La superconductividad de los metales se presenta a bajas temperaturas, lo cual limita mucho sus aplicaciones; pero otros materiales, sobre todo cerámicos, tienen temperaturas críticas más elevadas y cada vez se descubren superconductores a temperaturas más altas (véase tabla 3.4).
Figura 3.25 Heike Kamerlingh Onnes y Johannes van der Waals junto a un recipiente de He líquido (١٩٠٨)
Fuente: Instituto Politécnico Nacional y Escuela Nacional de Ciencias Biológicas (s. f.)
Tabla 3.3 Temperatura crítica (Tc) y campo magnético crítico (Ho) (a 0 K) para metales superconductores
| Metales | Tc (K) | Hc (en Oe) |
| Ti | 0,40 | 100 |
| Ru | 0,49 | 66 |
| Zr | 0,55 | 47 |
| Cd | 0,56 | 30 |
| U | 0,60 | ~2.000 |
| Os | 0,71 | 65 |
| Zn | 0,82 | 52 |
| Ga | 1,10 | 51 |
| Al | 1,20 | 99 |
| Th | 1,37 | 162 |
| Re | 1,70 | 201 |
| Tl | 2,39 | 171 |
| In | 3,40 | 278 |
| Sn | 3,72 | 309 |
| Hg | 4,15 | 411 |
| Ta | 4,40 | 780 |
| V | 5,30 | 1.310 |
| La | 5,95 | 1.600 |
| Pb | 7,17 | 803 |
| Nb | 9,22 | 1.944 |
Tabla 3.4 Temperatura crítica de algunas sustancias superconductoras
| Sustancia | Tc (K) |
| Bi2Pt | 0,16 |
| CoSi2 | 1,40 |
| CuS | 1,60 |
| BaBi3 | 5,69 |
| Nb3Sn | 18,07 |
| Óxido La-Ba-Cu | 30 |
| Óxido Y-Ba-Cu | 92 |
| Óxido Tl-Ba-Cu | 125 |
| HgBa2Ca2Cu2O8 | 133 |
| Hg0,2Tl0,8Ca2Ba2Cu3O | 139 |
| (Sn1,0Pb0,5In0,5)Ba4Tm6Cu8O22 | 195 |
| SnxBa4Ca2Cu(x+4)Oy | 200,8 |
| (Tl4Ba)Ba4Ca2Cu10Oy | 242 |
3.3.7.1. Campo y densidad de corriente críticos
Además de desaparecer por encima de Tc, la superconductividad también lo hace en presencia de un campo magnético suficientemente fuerte, o si se aplica una alta densidad de corriente. Los valores críticos de campo magnético (Hc), densidad de corriente (Jc) y temperatura (Tc) son independientes (véase figura 3.26). En la figura 3.27 se muestra el campo crítico en función de la temperatura.
A corriente cero, las curvas casi parabólicas se pueden representar por:
donde
Hc: campo crítico a la temperatura T;
H0: campo crítico a 0 K.
Esta ecuación es, en realidad, un límite de fase, como se ve en la figura 3.27. Jc no es una función simple de H y T; desaparece para Hc y Tc, y tendería a cero gradualmente cerca de Hc y Tc.
Figura 3.26 Relación entre las temperaturas críticas y campos magnéticos críticos en el cero absoluto para veinticuatro superconductores de baja temperatura
Fuente: Academic (s. f.).
Figura 3.27 Dependencia del campo crítico con respecto a la temperatura para varios metales
3.3.7.2. La superconductividad y la tabla periódica
En la tabla 3.3 se observan ciertas regularidades en la aparición de la superconductividad de los elementos puros. Así, los metales de los grupos v y vii tienen la tendencia a poseer altas Tc, y los grupos pares, en cambio, a tener Tc bajas. Si se toma un promedio de las fracciones atómicas, también las aleaciones y los compuestos intermetálicos siguen esta regla.
La figura 3.28 resume las observaciones de Matthias