Un imán blando mecánicamente fuerte y dúctil con una coercitividad extremadamente baja.

Nature volumen 608, páginas 310–316 (2022)Cite este artículo

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Los materiales magnéticos blandos (SMM) sirven en aplicaciones eléctricas y suministro de energía sostenible, permitiendo la variación del flujo magnético en respuesta a cambios en el campo magnético aplicado, con baja pérdida de energía1. La electrificación del transporte, los hogares y la industria manufacturera provoca un aumento del consumo de energía debido a las pérdidas por histéresis2. Por lo tanto, es crucial minimizar la coercitividad, que aumenta estas pérdidas3. Sin embargo, cumplir este objetivo por sí solo no es suficiente: las SMM de los motores eléctricos deben soportar cargas mecánicas severas; es decir, las aleaciones necesitan alta resistencia y ductilidad4. Este es un desafío de diseño fundamental, ya que la mayoría de los métodos que mejoran la resistencia introducen campos de tensión que pueden fijar dominios magnéticos, aumentando así la coercitividad y las pérdidas por histéresis5. Aquí presentamos un enfoque para superar este dilema. Hemos diseñado una aleación multicomponente (MCA) Fe-Co-Ni-Ta-Al con matriz ferromagnética y nanopartículas coherentes paramagnéticas (aproximadamente 91 nm de tamaño y alrededor del 55% de fracción en volumen). Impiden el movimiento de dislocación, mejorando la resistencia y la ductilidad. Su pequeño tamaño, baja tensión de coherencia y pequeña energía magnetostática crean un volumen de interacción por debajo del ancho de la pared del dominio magnético, lo que lleva a una fijación mínima de la pared del dominio, manteniendo así las propiedades magnéticas suaves. La aleación tiene una resistencia a la tracción de 1.336 MPa con un alargamiento de tracción del 54%, una coercitividad extremadamente baja de 78 A m-1 (menos de 1 Oe), una magnetización de saturación moderada de 100 A m2 kg-1 y una alta resistividad eléctrica de 103 μΩ cm.

La coercitividad más baja posible y la resistividad eléctrica más alta posible son los objetivos principales de los SMM, para reducir las pérdidas de energía relacionadas con la histéresis y las corrientes parásitas, el ruido y los daños materiales asociados1,2,3. Además, se necesitan nuevas SMM con mayor resistencia y ductilidad para operar en condiciones de carga mecánicamente exigentes para piezas críticas para la seguridad en el transporte y la energía4. La alta resistencia y la ductilidad también sirven como medidas para muchas otras propiedades mecánicas, como la alta dureza5 y la tenacidad a la fractura6. Este perfil multipropiedad crea un dilema fundamental. La resistencia mecánica de los materiales metálicos se produce por defectos de la red y sus interacciones elásticas con fallas lineales de la red que conllevan deformaciones inelásticas, denominadas dislocaciones. Sin embargo, los defectos también interactúan con las paredes del dominio magnético y las fijan. La pérdida del movimiento de la pared del dominio aumenta la coercitividad, de modo que los materiales pierden sus características magnéticas suaves. Por lo tanto, los SMM actuales siguen la regla de diseño de evitar defectos de red para minimizar la coercitividad7. Por otro lado, aumentar la resistencia mecánica de una aleación requiere mejorar su nivel de tensión interna a través de defectos como dislocaciones, límites de grano y precipitados8. Esto significa que la tarea de hacer que los imanes blandos sean mecánicamente fuertes es una compensación entre dos estrategias de diseño mutuamente excluyentes, a saber, resistencia mecánica versus movimiento de pared en el dominio no afectado.

La teoría de la dependencia del tamaño de grano de la coercitividad9 muestra su proporcionalidad a la sexta potencia del tamaño de grano para el caso de materiales nanocristalinos, relación que también se puede aplicar a partículas10. Por lo tanto, el diseño actual de SMM se ha centrado en el uso de partículas pequeñas (menos de 15 nm)10,11 y tamaños de grano (menos de 100 nm)12,13,14. Según la teoría de la deformación magnética, la coercitividad depende de la energía necesaria para desplazar las paredes del dominio y superar las barreras reticulares15. Aquí introducimos partículas en una matriz de solución sólida masiva multicomponente y aumentamos su tamaño desde el rango comúnmente utilizado de 5 a 15 nm a 90 a 100 nm. Con eso, el nivel de tensión interna y la energía general de desajuste de coherencia elástica se reducen a través de la menor superficie específica (área de superficie total por unidad de volumen) de las partículas, causada por el engrosamiento. Luego proponemos que el diseño de partículas debe seguir cuatro reglas principales. En primer lugar, la fijación mínima de las paredes del dominio requiere una distribución del tamaño de partícula bien ajustada y controlada con un equilibrio óptimo entre la disminución del área de superficie específica y el aumento de la energía magnetostática durante el engrosamiento de las partículas. En segundo lugar, el tamaño de la partícula debe permanecer más pequeño que el ancho de la pared del dominio para evitar una fuerte fijación, es decir, una fuerte resistencia contra la rotación del espín8. En tercer lugar, la composición química y la estructura cristalina de las partículas determinan su magnetización de saturación; por lo tanto, normalmente se excluyen los elementos antiferromagnéticos. Cuarto, el fortalecimiento de las aleaciones está determinado por la interacción entre las dislocaciones y las partículas y por las fuerzas de fricción ejercidas sobre las dislocaciones en la matriz masiva de la solución sólida. Por lo tanto, el objetivo son partículas intermetálicas intrínsecamente fuertes con un mínimo desajuste de red. Estos requieren altas fuerzas para el corte por dislocación (que proporciona resistencia), pero el corte repetido por las dislocaciones resultantes emitidas por la misma fuente los corta con facilidad gradual a lo largo de las secciones transversales de partículas restantes y reduce gradualmente (proporcionando ductilidad).

Estas diferentes consideraciones sobre mecanismos tuvieron que traducirse en un concepto de diseño de aleación composicional correspondiente. Esto se guía principalmente por el requisito de (1) una matriz ferromagnética con (2) una alta contribución de solución sólida y componentes que desencadenen la formación de (3) fases intermetálicas fuertes y estables con (4) un pequeño desajuste de la red en relación con la matriz. Estas consideraciones nos han llevado al MCA no equiatómico de hierro-níquel-cobalto-tantalio-aluminio (Fe32.6Ni27.7Co27.7Ta5.0Al7.0 (at.%)). Sintetizamos el material en un horno de fusión por inducción al vacío, seguido de laminación en caliente y homogeneización convencionales (los detalles de los procedimientos de procesamiento y las composiciones químicas se proporcionan en Métodos). Mediante tratamientos térmicos isotérmicos adicionales (1–100 h a 1173 K), preparamos muestras con diferentes tamaños promedio de partículas, que van desde 24 ± 15 nm a 255 ± 49 nm (la longitud del borde se utiliza para caracterizar el tamaño de partícula topológica). Las partículas tienen estructura L12 y composición compleja, como se presenta en detalle a continuación.

La Figura 1 muestra la caracterización estructural del MCA con tamaño de partícula medio (M-MCA, en el que 'M' significa tamaño de partícula medio) después del recocido a 1173 K durante 5 h. El M-MCA muestra un tamaño de grano promedio de 85,3 ± 25,6 μm (excluyendo los límites gemelos de recocido) según el análisis de difracción de retrodispersión de electrones (EBSD) que se muestra en la Fig. 1a. El análisis de imágenes de contraste de canalización de electrones (ECCI) muestra que las partículas L12 tienen una alta densidad numérica (7,2 ± 0,2) × 1020 m-3 y una gran fracción de volumen (55 ± 1%) en una distribución homogénea dentro de la cúbica centrada en las caras ( fcc) matriz (Fig. 1b). El desajuste de la red (0,48%) entre la matriz fcc y las partículas L12 se calculó utilizando sus parámetros de red adquiridos a partir de los patrones de difracción de rayos X (DRX) (Fig. 1c) mediante simulación de Rietveld. Un desajuste tan pequeño en la red reduce las fuerzas impulsoras para un mayor engrosamiento y la dispersión uniforme evita la localización plástica con alta resistencia16. El análisis de microscopía electrónica de transmisión (TEM) de campo oscuro (DF) de haz central muestra que el tamaño promedio de las partículas L12 es 90,8 ± 35,8 nm (Fig. 1d). La correspondiente difracción de electrones del área seleccionada (ver recuadro de la Fig. 1d) y el -TEM de alta resolución (HR) (Datos extendidos, Fig. 1d) confirman la alta coherencia entre las partículas y la matriz.

a, mapa de figuras de polos inversos de EBSD que muestra los granos equiaxiales de la matriz fcc. Las líneas negras resaltan los límites de veta/gemelo de ángulo alto. b, imagen ECC que muestra partículas L12 de alta densidad distribuidas uniformemente en el interior del grano y partículas heterogéneas en los límites del grano. c, Patrones XRD medidos y simulados que muestran las estructuras de fase. d, Imagen DF-TEM centrada de las partículas L12 obtenidas utilizando el punto de superred (011) (ver recuadro). e, mapa de reconstrucción 3D de una punta APT típica que muestra las partículas cúbicas L12 incrustadas en la matriz fcc. Las interfaces L12-fcc se resaltan utilizando superficies de isocomposición que contienen 25% de Fe. f, perfiles de composición 1D calculados a lo largo de la región del cilindro en e (marcada por la flecha negra), que muestran los cambios de composición en varias interfaces. Las barras de error se refieren a las desviaciones estándar de las estadísticas de recuento en cada contenedor de los perfiles.

La partición elemental entre los precipitados L12 y la matriz de solución sólida de fcc se caracteriza por tomografía con sonda atómica (APT). La Figura 1e muestra la distribución 3D del volumen investigado por APT, resaltado por un conjunto de isosuperficies que delimitan regiones que contienen más del 25 % de Fe. La Figura 1f muestra los perfiles compositivos 1D adquiridos a lo largo del cilindro en la Fig. 1e. Los perfiles muestran que el Fe se divide en la matriz fcc (36 at.%), mientras que las partículas L12 se enriquecen en Ni (40 at.%), Ta (13 at.%) y Al (9 at.%). Las composiciones de las fases fcc y L12 se determinaron promediando tres conjuntos de datos APT (incluidas diez partículas L12) como Fe36Co28Ni26Al7Ta3 y Ni40Co26Ta13Fe12Al9 (at.%), respectivamente.

Además de estas nanopartículas intragranulares, también observamos dos tipos de variantes de límites de grano: (1) partículas de límite de grano grueso (160,2 ± 55,3 nm) con la misma estructura cristalina y composición que las del interior de los granos (Datos ampliados, figuras 1a-c). y (2) partículas incoherentes con una fracción menor (menos del 0,3%) en los puntos triples de los granos con diferente estructura (Fd-3m cúbico, Fig. 1c) y composición (Ta40Co26Fe20Ni11Al3 (at.%), Datos ampliados Fig. 1e). Estos dos tipos de partículas se ven favorecidos por la alta velocidad de difusión a lo largo de los límites de los granos.

La estrategia actual de ajustar el tamaño de las partículas también permite superar el equilibrio entre resistencia y ductilidad, que es notable en el caso de aleaciones avanzadas con resistencia a nivel de gigapascales. La Figura 2a muestra las curvas de tensión-deformación del M-MCA a temperatura ambiente (curva roja). El límite elástico (σy) es de 904 ± 11 MPa, con una resistencia máxima a la tracción (σUTS) de 1.336 ± 21 MPa y un alargamiento a la fractura (εf) de hasta 53,6 ± 1,5%, promediado a partir de cuatro ensayos. En consecuencia, el M-MCA tiene un alto valor σUTS × εf de 71,6 GPa%. Para mostrar la mejora en resistencia y ductilidad lograda por la distribución de tamaño de partícula bien controlada, se analizó la respuesta mecánica de una variante de material con composición química idéntica, es decir, Fe32Co28Ni28Ta5Al7 (at.%), pero tamaño de partícula más pequeño (S-MCA, recocido). durante 1 h, produciendo un tamaño de partícula promedio de 24 nm), tamaño de partícula más grande (L-MCA, recocido durante 100 h, tamaño de partícula promedio de 255 nm) y la aleación libre de partículas Fe35Co30Ni30Ta5 (% at.)11 también se presentan en Figura 2a.

a, Curvas típicas de tensión-deformación de ingeniería medidas a temperatura ambiente, junto con los valores promedio de resistencia última a la tracción (σUTS) y alargamiento de fractura (εf). b, Curvas de tasa de endurecimiento por deformación/esfuerzo verdadero-deformación verdadera. Los recuadros muestran la imagen macroscópica (recuadro superior; barra de escala, 1 cm) de la muestra de tracción y la morfología de la fractura correspondiente (recuadro inferior; barra de escala, 5 μm), en la que se observa una fractura dúctil típica con hoyuelos finos. c, Evolución de la subestructura en función de la deformación global observada después de pruebas de tracción interrumpidas: mapas EBSD-KAM que muestran las distribuciones de desorientaciones inducidas por la deformación (imágenes superiores; barra de escala, 50 μm), en los que εT representa la deformación verdadera global; Análisis ECCI (imágenes del medio; barra de escala, 100 nm) que muestra la evolución de las microbandas; el corte de partículas L12 está resaltado por flechas rojas; Esquemas (imágenes inferiores) que ilustran el refinamiento de microbandas en el M-MCA durante el esfuerzo plástico.

En comparación con la aleación monofásica Fe35Co30Ni30Ta5 (% at.) con un valor relativamente bajo de σy de 501 MPa (ref. 11), el notable aumento en el límite elástico del M-MCA se puede atribuir al fortalecimiento por precipitación del L12. partículas con una fracción de alto volumen (55%). En particular, una mejora de la resistencia de este tipo en el M-MCA se consigue sin perjudicar la ductilidad, lo que se diferencia fundamentalmente del caso del S-MCA, en el que se observa una pérdida pronunciada de ductilidad al aumentar la resistencia. La buena ductilidad se correlaciona con la alta capacidad de endurecimiento por trabajo, como se muestra en la Fig. 2b. Un mayor aumento del tamaño de partícula con un tiempo de recocido más largo (100 h) en el L-MCA conduce a una disminución de la ductilidad (53%) y σUTS (14%) en comparación con los del M-MCA. Esto está relacionado con la debilidad mecánica, la localización de la tensión y la fragilización en la zona libre de partículas adyacente al límite del grano causada por el agotamiento del soluto (Datos ampliados, Fig. 2a). Este debilitamiento interfacial ha sido confirmado por las morfologías de fractura asociadas, con fractura dúctil típica con hoyuelos finos en el material M-MCA (ver recuadro de la Fig. 2b) y fractura intergranular en el material L-MCA (Datos ampliados, Fig. 2b).

Para desentrañar los mecanismos responsables de la marcada mejora en la combinación resistencia-ductilidad del M-MCA, estudiamos sus subestructuras de deformación utilizando el análisis de desorientación promedio del núcleo (KAM) de EBSD y ECCI en diferentes etapas de endurecimiento (Fig. 2c). En principio, una alta resistencia requiere impedir el movimiento de las dislocaciones, mientras que una buena ductilidad necesita movilidad de las dislocaciones y nueva producción de dislocaciones17. En la etapa inicial de deformación, el M-MCA se deforma por deslizamiento de dislocación plana en planos {111} (Datos ampliados, figuras 3a a c), como se observa comúnmente en las aleaciones fcc18. Las dislocaciones se extienden a través de los granos. Las configuraciones de acumulación correspondientes en los límites de los granos se muestran mediante los valores de KAM más altos (por ejemplo, en εT = 5%; consulte los mapas de KAM en la Fig. 2c). El tamaño de grano relativamente grande (85,3 μm) del M-MCA actual permite una mayor movilidad de las dislocaciones en comparación con la mayoría de los MCA fuertes reportados anteriormente que tenían un tamaño de grano más pequeño19,20,21 (alrededor de 10 μm). Un esfuerzo adicional refina las microbandas cristalográficamente alineadas y facilita el corte de partículas L12 (por ejemplo, a εT = 15%; consulte las imágenes de ECC en la Fig. 2c). La cuantificación de la evolución del espaciado promedio de las microbandas muestra un proceso de refinamiento de las microbandas durante el esfuerzo (Datos extendidos, figura 3d). La separación gradual de las microbandas provoca una mayor tensión de paso y, por tanto, un mayor endurecimiento por deformación. Esto se ha propuesto para explicar las buenas combinaciones resistencia-ductilidad en aceros con alto contenido de manganeso22 y MCA23. Por lo tanto, el refinamiento dinámico de microbandas y el corte de partículas observados son los mecanismos de deformación predominantes en los MCA actuales. No se observó ningún bucle de Orowan, incluso cuando se aumentó el tamaño promedio de partícula hasta 255 nm para el L-MCA (Datos extendidos, figura 2c), ya que el espaciado promedio de las partículas permanece muy por debajo del valor crítico (3094 nm, ver Métodos) para el activación de la dislocación que se arquea alrededor de las partículas, un mecanismo conocido como efecto Orowan. Además, la tensión requerida para cortar partículas en el M-MCA con un tamaño de partícula medio (91 nm) con una fracción de volumen alta (55%) es 2,2 veces mayor que la del S-MCA con un tamaño de partícula más pequeño (24 nm). con fracción de volumen baja (43 ± 1%) (ver Tabla de datos ampliados 1). Por lo tanto, el alto esfuerzo cortante crítico requerido para cortar las partículas L12 y el refinamiento dinámico de las microbandas durante la deformación plástica conducen a la fuerte capacidad de endurecimiento por deformación del M-MCA.

La Figura 3a, b muestra las propiedades magnéticas de los MCA. Todas las aleaciones muestran un comportamiento ferromagnético blando típico. El M-MCA muestra una excelente combinación de coercitividad (Hc) extremadamente baja de 78 ± 3 A m-1 (menos de 1 Oe) y magnetización de saturación moderada (Ms) de 100,2 ± 0,2 A m2 kg-1. Identificamos un Ms más alto para la variante de aleación con un tamaño de partícula promedio más grande (ver recuadro en la Fig. 3a). La razón de esto es el cambio en el comportamiento magnético intrínseco, como lo indica la temperatura de Curie (Tc) más alta, mostrada por las curvas termomagnéticas (Datos ampliados, Fig. 4a). En el S-MCA se observan dos cambios distintos de pendiente, que indican dos fases ferromagnéticas. Por el contrario, sólo se observa una fuerte caída en los materiales M-MCA y L-MCA, lo que indica la presencia de una sola fase ferromagnética. Esto se confirma aún más midiendo el comportamiento magnético de los MCA a temperaturas elevadas (Datos ampliados, figura 4b). Teniendo en cuenta que tanto la fase fcc como la L12 contienen altas concentraciones de elementos ferromagnéticos, investigamos su respuesta magnética individual fundiendo ambas fases como muestras a granel separadas con sus respectivas composiciones nominales adquiridas previamente del análisis APT (ver Métodos para más detalles). Los resultados muestran que la fase masiva L12 es paramagnética, mientras que la matriz fcc es ferromagnética en el M-MCA (Datos ampliados, figura 4c). Debido a la diferente partición, el comportamiento magnético de la fase L12 varía desde ferromagnético en la variante de material S-MCA hasta paramagnético en los materiales M-MCA y L-MCA. El mecanismo detrás de esta transición es el cambio en la alineación intrínseca del espín, que está relacionado con el cambio en la composición química (Datos ampliados, figura 5) y el orden durante el recocido. El aumento general en la magnetización de saturación de los MCA en función del engrosamiento de las partículas se atribuye al cambio en la composición de la matriz de fcc debido a la partición elemental (Datos ampliados, Fig. 5), es decir, específicamente a la mayor concentración resultante de (Fe+Co ) en la matriz fcc. Este efecto mejora el momento magnético promedio total por unidad de fórmula y conduce a un Ms más alto.

a, Bucles de histéresis (M/H) adquiridos hasta ±800 kA m-1. La velocidad de barrido del campo magnético es de 1 kA m-1. El recuadro muestra la vista ampliada del aumento de la magnetización de saturación con el engrosamiento de las partículas. b, curvas M/H medidas a una velocidad de 0,1 kA m-1 entre ±50 kA m-1, que muestran la coercitividad extremadamente baja. c, observación por microscopía MOKE, en contraste longitudinal, que muestra el proceso de magnetización. El campo magnético aplicado es horizontal al plano de visión. d, Distribución estadística del tamaño de partículas de todos los MCA en diferentes condiciones de tratamiento térmico isotérmico (1–100 h a 1173 K). El recuadro muestra la evolución del tamaño de las partículas mediante sondaje ECCI.

Para obtener más información sobre el mecanismo detrás de la respuesta magnética del M-MCA, investigamos la estructura del dominio utilizando microscopía magnetoóptica del efecto Kerr (MOKE) (Fig. 3c) bajo diferentes intensidades de campo magnético aplicado. A partir del estado desmagnetizado de CA hasta un campo aplicado de 40 kA m-1, la nucleación de dominios magnéticos se distribuye uniformemente dentro del grano. Un aumento adicional del campo aplicado (155 kA m-1) conduce al movimiento de la pared del dominio y al crecimiento de dominios energéticamente favorables. Los dominios crecen sin verse afectados dentro de los granos, pero se ven obstaculizados en los límites del grano y de los gemelos (Datos ampliados, figura 6). La Figura 3d resume la distribución del tamaño de partícula promediada estadísticamente con respecto a la coercitividad de todas las muestras de MCA en diferentes estados de recocido. Los datos se adquieren mediante el desarrollo de un protocolo de procesamiento automatizado, como se muestra en la Fig. 7 de datos extendidos. La coercitividad primero disminuye de 763 A m-1 (S-MCA, tamaño promedio de partícula de 24 nm) a 78 A m-1 (M- MCA, tamaño medio de partícula 91 nm) y luego aumenta a 1.745 A m-1 (L-MCA, tamaño medio de partícula 255 nm). Tanto el tamaño medio de partícula como el tamaño de grano aumentan monótonamente al aumentar el tiempo de recocido (Tabla de datos ampliados 1). Debido a que el tamaño de grano del material MCA está por encima del tamaño crítico de dominio único, su coercitividad disminuye con el engrosamiento del grano, siguiendo el modelo para la dependencia del tamaño de grano de la coercitividad como Hc ∝ 1/D (en el que D es el tamaño de grano) 13. Sin embargo, la magnitud de la disminución de la coercitividad debido al engrosamiento del grano según el modelo es insignificante en comparación con los valores observados experimentalmente: la diferencia según el cálculo del modelo entre las variantes de material S-MCA y M-MCA es de 2 A m−1 , pero la diferencia observada experimentalmente es 775 A m−1. En consecuencia, la energía necesaria para el desplazamiento irreversible de las paredes del dominio dentro del grano es el efecto determinante para la coercitividad extremadamente baja.

Por lo tanto, la notable disminución de la coercitividad en la etapa temprana de engrosamiento de las partículas (\(\le \)91 nm) se atribuye a la reducción gradual de las tensiones de coherencia generales entre la matriz y las partículas, debido a su aumento de tamaño promedio. Más específicamente, los valores del área de superficie específica × desajuste de celosía integrada disminuyen de 1,09 × 106 m−1 en el material S-MCA a 4,08 × 105 m−1 en el material M-MCA. La densidad de dislocación en la matriz disminuye de 1,50 × 1014 m-2 en el material S-MCA a 9,32 × 1013 m-2 en el material M-MCA al aumentar el tiempo de recocido de 1 h a 5 h (ver Métodos). La reducción de la densidad de dislocaciones reduce los campos de distorsión elástica asociados que pueden fijar las paredes del dominio. Aunque la distorsión elástica y la densidad de dislocación disminuyen con el engrosamiento de las partículas, la coercitividad del material L-MCA aumenta. Se proponen dos mecanismos principales para explicar esto. Primero, el tamaño promedio de las partículas y el campo de deformación asociado en el L-MCA se vuelven mayores que el ancho de la pared del dominio (δw), lo que lleva a la fijación de la pared del dominio. El L-MCA tiene un δw de 117 nm y un tamaño de partícula promedio mucho mayor de 255 nm, mientras que el tamaño promedio de partícula del M-MCA es de 91 nm, que está por debajo de su δw de 112 nm (ver Métodos). En segundo lugar, el aumento de la energía magnetostática (Es) asociada con las partículas paramagnéticas provoca un efecto de fijación individual más fuerte de cada partícula sobre el movimiento de la pared del dominio. Más específicamente, se estima que la Es de L-MCA es 23 veces mayor que la de M-MCA (ver Métodos). Al considerar solo el tamaño de las partículas, cabe señalar que, para el M-MCA, se espera que las partículas coherentes distribuidas a lo largo de los límites de los granos con un tamaño promedio (160 nm) por encima del δw (112 nm) tengan un efecto de fijación más fuerte en las paredes del dominio que las del interior del grano (91 nm). Sin embargo, estas partículas más gruesas ocupan sólo una pequeña fracción (1,2 ± 0,2% en M-MCA), por lo que tienen un efecto insignificante sobre el movimiento de la pared del dominio.

Estas consideraciones muestran que la distribución del tamaño a nanoescala de las partículas debe controlarse cuidadosamente para minimizar su efecto de fijación en el movimiento de la pared del dominio, que determina la coercitividad de la aleación. Esto se logra aquí mediante un equilibrio óptimo entre la liberación de defectos estructurales (por ejemplo, distorsión elástica interfacial, densidad de dislocación) justo hasta un nivel requerido para mantener una alta resistencia mecánica y el aumento del efecto de fijación de la energía magnetostática, manteniendo al mismo tiempo el tamaño de partícula por debajo del ancho de la pared del dominio durante el engrosamiento de partículas.

Para resaltar la buena combinación de propiedades mecánicas y magnéticas del M-MCA con un tamaño de partícula óptimo, lo comparamos con los SMM existentes en un gráfico de Ashby que muestra los valores de σUTS × εf frente al Hc (Fig. 4a). Esta comparación muestra que el valor σUTS × εf del nuevo material M-MCA supera a todos los demás SMM. En particular, el Hc del nuevo material es inferior al de todas las aleaciones Fe-Ni (refs. 24,25) y otros MCA26,27,28,29,30,31,32,33,34,35,36,37 , comparable con el de las aleaciones Fe-Si (ref. 38), Fe-Co (ref. 39,40) y Fe puro (ref. 41). Las aleaciones magnéticas blandas amorfas y nanocristalinas42,43,44,45 pueden mostrar un Hc ultrabajo (menos de 10 A m-1) y una alta resistencia mecánica, pero su ductilidad, tolerancia al daño y trabajabilidad limitadas prohíben su aplicación en casos en los que cambia la trayectoria de la carga. o se aplican altas tensiones, conformado o mecanizado. En la Fig. 8 de datos ampliados se muestra un gráfico de radar que compara las diversas propiedades magnéticas y mecánicas suaves del M-MCA actual con varios SMM comerciales típicos. Aunque la inducción de saturación (Bs) del M-MCA actual no es comparable con la de SMM comerciales típicos (Datos ampliados Fig. 9), tiene una resistividad eléctrica más alta (ρ) (103 ± 0,8 μΩ cm, consulte Datos ampliados Fig. 10), una característica que lo hace adecuado para aplicaciones con condiciones de CA. Se espera que la alta ρ del M-MCA se derive de la alta resistencia al movimiento de los electrones debido a la mayor distorsión de la red46. La Figura 4b compara los valores de σUTS × εf versus el tamaño de grano del material M-MCA con MCA fuertes y dúctiles reportados recientemente16,19,20,21,47,48,49,50. El análisis muestra que la aleación actual alcanza valores altos de σUTS × εf incluso sin la contribución sustancial de los límites de grano, lo que confirma el notable efecto de fortalecimiento proporcionado por las nanopartículas y la solución sólida masiva.

a, mapa de Ashby que compila la resistencia máxima a la tracción a temperatura ambiente (σUTS) × el alargamiento en la fractura (εf) y la coercitividad intrínseca en comparación con otros SMM, como Fe-Ni (refs. 24,25), Fe-Si (refs. 38) , Fe-Co (refs. 39,40), Fe (ref. 41), aleaciones amorfas42,43,44,45 y MCA establecidos26,27,28,29,30,31,32,33,34,35,36 ,37. b, mapa de Ashby que muestra los valores de σUTS × εf versus el tamaño de grano promedio en comparación con los datos de otros MCA fuertes y dúctiles16,19,20,21,47,48,49,50. am, aleaciones amorfas.

En resumen, hemos desarrollado un material que unifica propiedades hasta ahora mutuamente excluyentes, a saber, alta resistencia mecánica (1.336 MPa), alta ductilidad a la tracción (54%), baja coercitividad (78 A m-1), magnetización de saturación moderada (100 A m2 kg−1) y alta resistividad (103 μΩ cm). Nos dimos cuenta de esto en una nueva clase de SMM a granel a través de una dispersión de nanopartículas con tamaño bien controlado (91 nm), propiedades magnéticas, tensión de coherencia, resistencia y energía de interfaz. La estrategia de diseño es opuesta a la que generalmente se aplica en el diseño SMM convencional. En lugar de utilizar las características de microestructura más pequeñas (tamaño de partícula <15 nm) para evitar la fijación de la pared magnética como en los SMM convencionales, hemos elegido una dispersión de partículas relativamente gruesa con tensiones de coherencia interfacial de partículas/matriz sintonizadas y propiedades paramagnéticas para minimizar la fijación magnética de las paredes del dominio. por un lado (magnetismo suave) y maximizar la fuerza de interacción con las dislocaciones, por el otro (resistencia y ductilidad).

El espacio de composición infinito de los MCA permite realizar materiales con buenas combinaciones de propiedades magnéticas y mecánicas suaves. El nuevo enfoque de diseño de aleaciones permite adaptar las SMM a piezas magnéticas expuestas a cargas mecánicas severas, ya sea durante la fabricación y/o durante el servicio, para las cuales las SMM convencionales son mecánicamente demasiado blandas o demasiado frágiles. Los esfuerzos futuros para desarrollar MCA magnéticos avanzados podrían apuntar a variantes con propiedades magnéticas blandas aún mejoradas (por ejemplo, mayor saturación magnética) preservando al mismo tiempo sus excelentes propiedades mecánicas, con menores costos de aleación, y utilizar experimentos de alto rendimiento combinados con técnicas computacionales, por ejemplo, aprendizaje automático, para acelerar el descubrimiento de nuevas variantes de aleaciones.

El lingote de MCA a granel con una composición nominal predeterminada de Fe32,6Co27,7Ni27,7Ta5,0Al7,0 (% at.) se fundió primero en un horno de inducción al vacío utilizando ingredientes metálicos puros (pureza superior al 99,8 % en peso) en condiciones de alta atmósfera de argón (Ar) de pureza. El lingote fundido con unas dimensiones de 40 mm × 60 mm × 20 mm (largo × ancho × espesor) se laminó luego en caliente a 1.473 K hasta una reducción del espesor de ingeniería del 50 % (espesor final de 10 mm). Después del laminado en caliente, las láminas de aleación se homogeneizaron a 1.473 K durante 10 minutos en una atmósfera de Ar, seguido de un enfriamiento con agua. Para obtener una amplia distribución del tamaño de las partículas, se realizaron tratamientos térmicos isotérmicos adicionales a 1.173 K, que duraron desde 1 h hasta 100 h (1 h, 2 h, 5 h, 20 h, 50 h y 100 h) en atmósfera de Ar. y seguido de enfriamiento con agua. La composición química exacta del MCA medida mediante análisis químico húmedo es Fe32.0Co28.0Ni28.1Ta4.7Al7.2 (at.%), que se acerca a la composición prediseñadas. Además, los lingotes a granel (50 g) con composiciones idénticas a la de la fase matricial fcc (Fe36Co28Ni26Al7Ta3 (at.%)) y la partícula L12 (Ni40Co26Ta13Fe12Al9 (at.%)) en el M-MCA derivaron del análisis APT. También se formaron, respectivamente, mediante arco de fusión bajo una atmósfera de Ar. Los lingotes se volvieron a fundir seis veces para lograr la homogeneidad química.

Las mediciones de XRD se realizaron en un sistema de rayos X (Difractómetro D8 Advance A25-X1) con radiación Co Kα (λ = 1,78897 Å, 35 kV y 40 mA). Las caracterizaciones de EBSD se realizaron en un microscopio electrónico de barrido con haz de iones enfocado Crossbeam ZEISS a 15 kV. Las caracterizaciones del ECCI se realizaron utilizando un microscopio electrónico de emisión de campo de alta resolución ZEISS MERLIN a 30 kV. El análisis TEM, incluida la difracción de electrones en áreas seleccionadas, se realizó en un JEOL JEM-2100 a 200 kV. Las imágenes de microscopía electrónica de transmisión de barrido (STEM) se recolectaron utilizando un microscopio Titan Themis 60-300 (Thermo Fisher Scientific) corregido con sonda. Para modificar las características de contraste Z del modo de imagen, se adquirieron micrografías de campo oscuro anular de ángulo alto (HAADF) con un ángulo de convergencia de 23,8 mrad a 300 kV. El ángulo de recogida resultante oscila entre 73 mrad y 200 mrad. Se realizaron análisis adicionales de espectroscopía de rayos X (EDS) de dispersión de energía utilizando el detector EDS sin ventana Super-X de Thermo Fisher Scientific a un voltaje de aceleración de 300 kV. Los experimentos de APT se realizaron en una sonda atómica de electrodo local (LEAP 5000 XR) de Cameca Instruments Inc. y se analizaron con el software comercial AP Suite (v6.1). Se utilizó una frecuencia de pulso de 125 kHz, una energía de pulso de 40 pJ y una temperatura de 60 K. La tasa de detección se mantuvo a una frecuencia de 1 ion por 100 pulsos.

Se realizaron pruebas de tracción uniaxiales a temperatura ambiente utilizando muestras de tracción planas a una velocidad de deformación inicial de 1 × 10-3 s-1. Las muestras de tracción se mecanizaron a lo largo de la dirección de laminación a partir de las láminas de aleación mediante mecanizado por descarga eléctrica. Para investigar las propiedades de tracción en masa se utilizaron probetas con una longitud total de 60 mm, una longitud calibrada de 30 mm, una anchura calibrada de 5 mm y un espesor de 2 mm. Además, se utilizaron probetas de tracción más pequeñas con una longitud total de 20 mm, una longitud de calibre de 10 mm, un ancho de calibre de 2 mm y un espesor de 1 mm para medir la evolución de la deformación local mediante el método de correlación de imágenes digitales. Se analizaron al menos cuatro muestras para cada condición para confirmar la reproducibilidad. Además, para aclarar la relación entre el comportamiento global de deformación-tensión y la evolución de la microestructura, también realizamos pruebas de tracción interrumpidas en diferentes deformaciones reales globales (es decir, 5%, 15% y 25%), y las microestructuras en la parte media de la Luego, las regiones deformadas se caracterizaron en consecuencia.

La respuesta magnética se evaluó utilizando el sistema de medición de propiedades magnéticas (MPMS) de Quantum Design equipado con una opción estándar de magnetometría de muestra vibratoria (VSM). Para las mediciones se utilizaron muestras cuboides de dimensiones 3 mm × 3 mm × 1 mm (largo × ancho × espesor). Los bucles de histéresis M(H) se realizaron en un campo magnético externo de ±800 kA m-1 a una velocidad de barrido del campo magnético de 1 kA m-1 a 10 K, 300 K, 500 K y 800 K, respectivamente. La dependencia de la temperatura del análisis de magnetización M(T) se llevó a cabo bajo un campo aplicado de 40 kA m-1 de 10 K a 1000 K con una velocidad de barrido de temperatura de 10 K min-1.

Los patrones de dominio magnético se caracterizaron mediante un microscopio MOKE ZEISS (Axio Imager.D2m). El movimiento de la pared del dominio se capturó bajo un campo magnético aplicado de ±155 kA m-1. Antes de la medición, se recopiló una imagen de fondo como referencia en el estado desmagnetizado de CA. Las imágenes adquiridas en diferentes campos aplicados se mejoraron restando la imagen de fondo utilizando el software KerrLab.

La respuesta de resistividad eléctrica se evaluó utilizando el Sistema de medición de propiedades físicas (PPMS) de Quantum Design equipado con una opción de transporte eléctrico (ETO). Para las mediciones se utilizaron muestras cuboides de dimensiones 6 mm × 2 mm × 1 mm (largo × ancho × espesor). Los valores de resistividad ρ se calculan mediante:

en la que R es la resistencia informada, A es el área de la sección transversal a través de la cual pasa la corriente y l es la separación de los cables de voltaje. El valor de resistencia de cada medición se obtiene promediando los de 100 veces de paso de corriente. Se probaron al menos tres muestras para cada condición.

Las composiciones de equilibrio de la matriz fcc y las partículas L12 en la aleación Fe32Co28Ni28Ta5All7 (%) a 1173 K se calcularon utilizando el software Thermo-Calc (v.2022a) equipado con la base de datos TCHEA v.4.2 de aleaciones de alta entropía. Las composiciones de equilibrio calculadas para las fases fcc y L12 en la aleación Fe32Co28Ni28Ta5Al7 (% at.) son Fe36Co31Ni23Ta4Al6 y Ni63Ta13Fe6Co3Al15 (% at.), respectivamente.

La distribución de tamaño se analiza estadísticamente aplicando un protocolo de procesamiento de imágenes por lotes con varias imágenes ECC proyectadas en 2D de todas las muestras de MCA en diferentes estados recocidos (Datos ampliados, figura 7). El tamaño medio de partícula (longitud del borde) de las partículas L12 se estima mediante:

en el que d es el tamaño promedio de partícula, Si está relacionado con el área de cada partícula adquirida a partir de las imágenes ECC proyectadas en 2D mediante el protocolo de procesamiento de imágenes por lotes e i es el número total de partículas. El tamaño de partícula del M-MCA también se caracteriza por DF-TEM (Fig. 1d) y TEM de campo brillante (Datos extendidos, Fig. 1). Los resultados de TEM encajan bien con el valor adquirido por las imágenes ECC.

La tensión de coherencia en la interfaz L12-fcc se determina integrando el desajuste de la red a través de la interfaz como:

en el que \({S}_{{\rm{L}}{1}_{2}/{\rm{fcc}}}\) es el área de la interfaz L12-fcc relacionada con el tamaño promedio de partícula (d) , la fracción de volumen de las partículas L12 (f) y el volumen total (V) como sigue:

δx es el desajuste variable de la red en función de la distancia (x) desde la interfaz L12-fcc determinada por la siguiente ecuación:

\({a}_{x}^{{\rm{L}}{1}_{2}}\) y \({a}_{x}^{{\rm{fcc}}}\) son los parámetros de red de las fases L12 y fcc en la región interfacial, respectivamente. Dichos valores se calcularon utilizando las composiciones químicas interfaciales L12-fcc adquiridas de los conjuntos de datos APT con la relación de Vegard51:

en el que \({a}_{0}^{{\rm{L}}{1}_{2}}\) y \({a}_{0}^{{\rm{fcc}}} \) son los parámetros reticulares promedio para las partículas L12 y la matriz fcc, respectivamente, derivados de la simulación de Rietveld basada en las mediciones XRD, como se muestra en la Tabla de datos extendidos 1. \({\varGamma }_{i}^{{ \rm{L}}{1}_{2}}\) y \({\varGamma }_{i}^{{\rm{fcc}}}\) son los coeficientes de Vegard para las fases L12 y fcc, respectivamente, obtenidos a partir de la fase ordenada de Ni3Al y la fase desordenada de fcc en las superaleaciones a base de Ni52, como se muestra en la Tabla de datos ampliados 2. Tenga en cuenta que el desajuste de la red calculado anteriormente δl representa el estado teórico no restringido. Esto puede relacionarse con el desajuste restringido (ε) mediante la teoría de la elasticidad como se muestra a continuación53:

El valor estimado de desajuste interfacial restringido es 1,09 × 106, 4,08 × 105 y 1,96 × 105 para S-MCA, M-MCA y L-MCA, respectivamente. Por lo tanto, se espera que la marcada disminución en la tensión de coherencia interfacial desempeñe un papel esencial en la liberación del efecto de fijación en el movimiento de la pared del dominio con engrosamiento de partículas para los MCA con un tamaño de partícula por debajo del ancho de la pared del dominio.

La densidad de dislocaciones (ρ) en la matriz fcc se puede calcular mediante la relación de Williamson-Smallman como54:

en el que εs es la microdeformación, D es el tamaño del cristalito adquirido a partir de los perfiles XRD (Tabla de datos ampliados 1) y b es el vector de Burgers (para la estructura fcc, \(b=\sqrt{2}/2\times {a}_{ {\rm{fcc}}}\))55. Por lo tanto, se estima que la densidad de dislocaciones en la matriz fcc es 1,50 × 1014 m-2, 9,32 × 1013 m-2 y 5,38 × 1013 m-2 para S-MCA, M-MCA y L-MCA, respectivamente. Sobre la base de la estimación anterior, la considerable mejora en la coercitividad también se deriva de la disminución de la densidad de dislocaciones en la matriz fcc.

Según la observación experimental (Fig. 2c y Datos ampliados Fig. 2c), el corte de partículas es el principal mecanismo de deformación en los MCA investigados. La contribución al fortalecimiento del corte de partículas (Δτ) se estima según56:

en el que 2λ es el espaciamiento medio de las partículas, \(2\lambda \approx \sqrt{\frac{2}{f}}\cdot d\), d es el tamaño promedio de las partículas, f es la fracción de volumen de las partículas partículas se muestran en la Tabla de datos ampliados 1 y F es la fuerza ejercida sobre las partículas. La resistencia al corte se expresa como:

utilizando la relación F ∝ d3/2 e introduciendo la constante k. Entonces se estima que el efecto del fortalecimiento de partículas del M-MCA es dos veces mayor que el del S-MCA (\(\Delta {\tau }_{{\rm{M}}-{\rm{M} }{\rm{C}}{\rm{A}}}/\Delta {\tau }_{{\rm{S}}-{\rm{M}}{\rm{C}}{\rm {A}}}=\frac{k\sqrt{{f}_{{\rm{M}}-{\rm{M}}{\rm{C}}{\rm{A}}}{\ cdot r}_{{\rm{M}}-{\rm{M}}{\rm{C}}{\rm{A}}}}}{k\sqrt{{f}_{{\rm {S}}-{\rm{M}}{\rm{C}}{\rm{A}}\cdot }{r}_{{\rm{S}}-{\rm{M}}{ \rm{C}}{\rm{A}}}}}\)).

Cuando se considera constante la fracción de volumen de las partículas, el espaciamiento medio de las partículas aumenta al aumentar el tamaño de las partículas. Como resultado, la fuerza requerida para cortar las partículas aumenta hasta que se activa el mecanismo de Orowan, es decir, las dislocaciones arquean las partículas se vuelven más fáciles que el corte. El espaciamiento medio crítico de las partículas está determinado por56:

G = 84 GPa es el módulo de corte adoptado57. En consecuencia, la separación media crítica de las partículas se calcula en 3.094,3 nm. Sin embargo, en los MCA actuales, la fracción de volumen de la fase L12 no es constante incluso después del recocido a 1173 K durante 100 h. Esto se debe a que las aleaciones aún no han alcanzado el estado de equilibrio termodinámico, como lo indican tanto los cálculos termodinámicos como el análisis APT (Datos ampliados, figura 5).

La energía magnetostática (Es) determina la fuerza coercitiva que interactúa entre las partículas paramagnéticas (para M-MCA y L-MCA) y el movimiento de la pared del dominio según la fórmula38:

en el que μ0 = 4π × 10−7 H m−1 es la permeabilidad del vacío, d es el tamaño promedio de partícula y Ms es la magnetización de saturación de la matriz fcc. Para M-MCA y L-MCA, en los que la fase L12 es paramagnética (Datos ampliados, figura 4), el Ms de la matriz fcc se considera el Ms general de la aleación. Los valores de Es aumentan notablemente al aumentar el tamaño de partícula, es decir, varía de 1,57 × 10−24 (M-MCA) a 3,65 × 10−23 (L-MCA). El notable aumento de la energía magnetostática da como resultado un fuerte efecto de fijación magnética.

Surge una fuerte fijación y da como resultado el deterioro de la coercitividad cuando los defectos de la microestructura tienen una dimensión comparable al espesor de la pared del dominio (δw). Como resultado, la estimación de δw para ayudar a comprender la coercitividad extremadamente baja en el trabajo actual viene dada por58,59:

en el que Aex = kBTc/2a0 es la rigidez de intercambio, kB = 1.380649 × 10−23 J K−1 es la constante de Boltzmann y Tc y a0 son la temperatura de Curie y el parámetro reticular de la matriz fcc, respectivamente (Datos extendidos, Fig. 4d y Extendido Tabla de datos 1). K1 es la primera constante de anisotropía magnetocristalina. El valor de K1 (M-MCA) se toma del sistema Co-Fe60,61 según la composición de la matriz fcc (Fig. 1f) como 10,4 kJ m-3 (Al y Ta son elementos no ferromagnéticos que no muestran En cualquier momento magnético, la composición química de la fase fcc Fe36Co28Ni26Al7Ta3 (at.%), en el M-MCA se considera como Co31(Fe+Ni)69 (at.%)). Por lo tanto, se estima que el espesor de la pared del dominio del M-MCA es de 112 nm. De manera similar, los espesores de pared de los dominios de S-MCA y L-MCA se calculan como 103 nm y 117 nm, respectivamente.

Los datos y códigos están disponibles de los autores.

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Financiamiento de acceso abierto proporcionado por la Sociedad Max Planck.

Instituto Max Planck para la Investigación del Hierro, Düsseldorf, Alemania

Liuliu Han, Isnaldi R. Souza Filho, Nicolas J. Peter, Ye Wei, Baptiste Gault y Dierk Raabe

Departamento de Ciencia de Materiales, Universidad Técnica de Darmstadt, Darmstadt, Alemania

Fernando Maccari y Oliver Gutfleisch

Escuela de Ciencia e Ingeniería de Materiales, Universidad Central del Sur, Changsha, China

Zhi Ming Li

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LH, ZL y DR diseñaron el proyecto de investigación; LH, NJP y FM caracterizaron las aleaciones; LH, IRSF, YW y BG analizaron los datos; LH, ZL, OG y DR conceptualizaron el artículo; Todos los autores contribuyeron a la discusión de los resultados.

Correspondencia a Zhiming Li o Dierk Raabe.

Los autores declaran no tener conflictos de intereses.

Nature agradece a Todd Monson y a los demás revisores anónimos por su contribución a la revisión por pares de este trabajo.

está disponible para este documento en https://doi.org/10.1038/s41586-022-04935-3.

Nota del editor Springer Nature se mantiene neutral con respecto a reclamos jurisdiccionales en mapas publicados y afiliaciones institucionales.

a, Descripción general de una laminilla STEM que muestra la variación en la morfología de las partículas cerca del límite del grano. b, Vista ampliada (marco rojo en a) que muestra partículas dentro de los granos y a lo largo de los GB, así como sus respectivos mapas elementales EDS. c, Vista ampliada (marco naranja en a) que ilustra una partícula heterogénea no coherente en la triple unión de GB y sus mapas elementales EDS. d, Micrografías HAADF-STEM resueltas atómicamente y transformadas rápidas de Fourier de matrices representativas y regiones de partículas, que indican que las partículas (ordenadas, brillantes) son coherentes con la matriz (desordenadas, oscuras). Las micrografías se obtuvieron a lo largo del eje de la zona [011]. e, Comparación de la composición química promedio de diferentes partículas y la matriz determinada por el mapeo EDS. GB, límite de grano.

a, imágenes ECC de S-MCA y L-MCA. La formación de la zona libre de partículas se puede identificar en la L-MCA. b, Morfologías de la superficie de fractura de la L-MCA. La vista ampliada muestra la presencia de fractura intergranular en la unión triple de GB con topología con hoyuelos en un lado de las facetas del grano. c, análisis ECCI que muestra las microbandas y el cizallamiento de las partículas en S-MCA y L-MCA.

a – c, análisis ECCI que muestra la evolución de las microbandas con una tensión local creciente (εloc) al 10%, 30% y 80%, respectivamente. d, Cuantificación de las disminuciones en el espaciado promedio de microbandas con el aumento de la tensión local. La tensión local se ha estimado mediante el método de correlación de imágenes digitales.

a, curvas M(T) medidas en el rango de temperatura de 10 a 1000 K bajo un campo magnético de 40 kA m-1. b, bucles M(H) de los MCA medidos a 800 K, lo que confirma que la segunda fase en el S-MCA es ferromagnética, con una Tc superior a 800 K. La temperatura de medición de 800 K se seleccionó en base al M (T) resulta marcado por una línea discontinua negra en a. c, bucles M (H) de las fases fcc y L12 del molde individual en el M-MCA medidos a 300 K. d, Dependencia de la temperatura de los Ms de los MCA investigados.

a, conjuntos de datos APT que muestran los S-MCA y L-MCA reconstruidos que contienen partículas L12. b, Composiciones químicas promedio de las fases fcc y L12 adquiridas de los subvolúmenes APT.

Los GB y TB actúan como sitios de fijación para el movimiento del muro de dominio. El campo magnético aplicado es horizontal al plano de visión. GB, límite de grano; TB, límite gemelo.

Primero, se aplicó un algoritmo de detección de bordes a las imágenes sin procesar para aislar las partículas de la matriz. En segundo lugar, se utilizó un algoritmo de detección de contornos para buscar contornos cerrados. En tercer lugar, se evaluó aproximadamente la forma de las partículas y se convirtió en una forma cuadrada. Finalmente, se calculó la distribución de tamaño de contornos cerrados (partículas). El algoritmo se construyó utilizando Python62. Para cada muestra, la distribución del tamaño de partículas se derivó de más de 20 imágenes de ECC de diferentes regiones de muestra.

Las SMM comerciales representativas incluyen acero al silicio (Fe–4% en peso de Si (ref. 38)), una aleación de Fe-Ni (Fe–78,5% en peso de Ni (ref. 38)) y una aleación a base de Fe-Co ( Fe-49% en peso Co-2% en peso V (ref. 63)).

El M-MCA investigado se compara con una amplia clase de SMM convencionales, incluidos Fe-Ni (refs. 24,25), Fe-Si (ref. 38), Fe-Co (refs. 39,40), Fe (ref. . 41), aleaciones amorfas42,43,44,45 y otros MCA26,27,28,29,30,31,32,33,34,35,36,37. El Bs se calcula utilizando la ecuación Bs = 4πMsρm/10.000, en la que ρm = 8,6 g cm-3 es la densidad de masa del M-MCA.

Los MCA investigados se comparan con una amplia clase de SMM convencionales, incluido el hierro puro, las aleaciones Fe-Ni (refs. 24,25), las aleaciones Fe-Si (ref. 38) y las aleaciones Fe-Co (refs. 39,40). y otros MCA establecidos26,28,29,64,65,66. El recuadro muestra la evolución de la resistividad eléctrica con el aumento del tiempo de recocido de los MCA actuales.

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Han, L., Maccari, F., Souza Filho, IR et al. Un imán blando mecánicamente fuerte y dúctil con una coercitividad extremadamente baja. Naturaleza 608, 310–316 (2022). https://doi.org/10.1038/s41586-022-04935-3

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Recibido: 19 de mayo de 2022

Aceptado: 06 de junio de 2022

Publicado: 10 de agosto de 2022

Fecha de emisión: 11 de agosto de 2022

DOI: https://doi.org/10.1038/s41586-022-04935-3

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