Un imán suave mecánicamente fuerte y dúctil con una coercitividad extremadamente baja

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

18k Accesos

37 citas

79 Altmetric

Detalles de métricas

Los materiales magnéticos blandos (SMM) sirven en aplicaciones eléctricas y suministro de energía sostenible, lo que permite la variación del flujo magnético en respuesta a los cambios en el campo magnético aplicado, con una baja pérdida de energía1. La electrificación del transporte, los hogares y la fabricación conduce a un aumento del consumo de energía debido a las pérdidas por histéresis2. Por lo tanto, minimizar la coercitividad, que escala estas pérdidas, es crucial3. Sin embargo, alcanzar este objetivo por sí solo no es suficiente: los SMM en 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, lo que aumenta las pérdidas por coercitividad e histéresis5. Aquí presentamos un enfoque para superar este dilema. Hemos diseñado una aleación multicomponente Fe-Co-Ni-Ta-Al (MCA) con matriz ferromagnética y nanopartículas coherentes paramagnéticas (aproximadamente 91 nm de tamaño y alrededor del 55% de fracción de 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 blandas. La aleación tiene una resistencia a la tracción de 1336 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 nuevos 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 es producida por defectos de red y sus interacciones elásticas con fallas de red lineales que llevan deformación inelástica, denominadas dislocaciones. Sin embargo, los defectos también interactúan con las paredes del dominio magnético y las fijan. La pérdida en el movimiento de la pared del dominio aumenta la coercitividad, por lo que los materiales pierden sus características magnéticas blandas. 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 que se excluyen mutuamente, a saber, la resistencia mecánica frente al movimiento de la pared del 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 puede aplicarse a partículas10. Por lo tanto, el diseño actual de los 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. De acuerdo con la teoría de la tensión magnética, la coercitividad depende de la energía requerida para desplazar las paredes del dominio para superar las barreras de la red15. 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 de inadaptación de coherencia elástica general se reducen a través del área de superficie específica más pequeña (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 las partículas bien ajustada y controlada con un equilibrio óptimo entre la disminución del área superficial específica y el aumento de la energía magnetostática durante el engrosamiento de las partículas. En segundo lugar, el tamaño de las partículas 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. Tercero, la composición química y la estructura cristalina de las partículas determinan su magnetización de saturación; por lo tanto, los elementos antiferromagnéticos suelen quedar excluidos. 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 de solución sólida masiva. Por lo tanto, se apunta a partículas intermetálicas intrínsecamente fuertes con un desajuste de red mínimo. Estos requieren grandes fuerzas para el corte por dislocación (lo que proporciona resistencia), pero el corte repetido por las dislocaciones resultantes emitidas por la misma fuente las corta con facilidad gradual a lo largo de las secciones transversales restantes y reduce gradualmente las partículas (lo que proporciona ductilidad).

Estas diferentes consideraciones de mecanismos tuvieron que traducirse en un concepto de diseño de aleación de composición 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 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 laminado en caliente convencional y homogeneización (los detalles de los procedimientos de procesamiento y las composiciones químicas se proporcionan en Métodos). A través de más tratamientos térmicos isotérmicos (1-100 h a 1173 K), preparamos muestras con diferentes tamaños de partículas promedio, que van desde 24 ± 15 nm a 255 ± 49 nm (la longitud del borde se usa para caracterizar el tamaño de partícula topológico). 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 de 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 por 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 de los patrones de difracción de rayos X (XRD) (Fig. 1c) por simulación de Rietveld. Un desajuste de red tan pequeño reduce las fuerzas impulsoras para un mayor engrosamiento y la dispersión uniforme evita la localización plástica a 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 difracción de electrones del área seleccionada correspondiente (ver el recuadro de la Fig. 1d) y la alta resolución (HR)-TEM (datos extendidos de la Fig. 1d) confirman la alta coherencia entre las partículas y la matriz.

a, mapa de figura de polo inverso EBSD que muestra los granos equiaxiales de la matriz fcc. Las líneas negras resaltan los límites de grano/gemelo de ángulo alto. b, imagen ECC que muestra las partículas L12 de alta densidad distribuidas uniformemente en el interior de los granos y las partículas heterogéneas en los límites de los granos. c, Patrones XRD medidos y simulados que muestran las estructuras de fase. d, Imagen DF-TEM centrada de las partículas L12 obtenidas usando el punto de superred (011) (ver recuadro). e, mapa de reconstrucción 3D de una punta típica de APT que muestra las partículas cuboidales L12 incrustadas en la matriz fcc. Las interfaces L12-fcc se resaltan utilizando superficies de isocomposición que contienen 25 at.% 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 conteo 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 de 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 de 25 at.% Fe. La figura 1f muestra los perfiles de composición 1D adquiridos a lo largo del cilindro en la figura 1e. Los perfiles muestran que el Fe se reparte en la matriz fcc (36 at.%), mientras que las partículas L12 están enriquecidas 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 límite de grano: (1) partículas de límite de grano grueso (160,2 ± 55,3 nm) con la misma estructura cristalina y composición que las que se encuentran dentro de los granos (Datos ampliados Fig. 1a–c) y (2) partículas incoherentes con una fracción menor (menos de 0.3%) en los puntos triples de los granos con diferente estructura (Fd-3m cúbico, Fig. 1c) y composición (Ta40Co26Fe20Ni11Al3 (at.%), Datos extendidos Fig. 1e). Estos dos tipos de partículas son promovidos por la alta tasa de difusión a lo largo de los límites de grano.

La estrategia actual de ajustar el tamaño de partícula también permite superar el equilibrio entre resistencia y ductilidad, que es notable para las aleaciones avanzadas con una resistencia de nivel gigapascal. La figura 2a muestra las curvas de tensión-deformación por tracción del M-MCA a temperatura ambiente (curva roja). El límite elástico (σy) es de 904 ± 11 MPa, con una resistencia última a la tracción (σUTS) de 1336 ± 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 valor alto de σUTS × εf de 71,6 GPa%. Para mostrar la mejora en resistencia y ductilidad lograda por la distribución de tamaño de partícula bien controlada, 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 de tensión-deformación típicas de ingeniería medidas a temperatura ambiente, junto con los valores promedio de la resistencia última a la tracción (σUTS) y el alargamiento a la 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 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 las desorientaciones inducidas por deformación (imágenes superiores; barra de escala, 50 μm), en las que εT representa la deformación real global; Análisis ECCI (imágenes intermedias; 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 la deformación plástica.

En comparación con la aleación monofásica Fe35Co30Ni30Ta5 (% at.) con un valor relativamente bajo de σy de 501 MPa (ref. 11), el aumento notable en el límite elástico de la M-MCA se puede atribuir al endurecimiento por precipitación de la L12 partículas con una fracción de alto volumen (55%). Especialmente, tal mejora en la resistencia del M-MCA se logra sin costo alguno para la ductilidad, que es fundamentalmente diferente del caso del S-MCA, en el que se observa una pérdida pronunciada de ductilidad a medida que aumenta 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 L-MCA conduce a una disminución de la ductilidad (53 %) y σUTS (14 %) en comparación con los de M-MCA. Esto está relacionado con la debilidad mecánica, la localización de la deformación y la fragilización en la zona libre de partículas adyacente al límite de grano causada por el agotamiento del soluto (Datos extendidos 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 Fig. 2b recuadro) y fractura intergranular en el material L-MCA (Datos extendidos Fig. 2b).

Para desentrañar los mecanismos responsables de la marcada mejora en la combinación de resistencia y ductilidad del M-MCA, estudiamos sus subestructuras de deformación utilizando el análisis de desorientación promedio del núcleo (KAM) 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 extendidos, Fig. 3a-c), como se observa comúnmente en aleaciones fcc18. Las dislocaciones se extienden a través de los granos. Las configuraciones de acumulación correspondientes en los límites de grano se muestran mediante los valores KAM más altos (por ejemplo, en εT = 5%; consulte los mapas 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 informados anteriormente que tenían un tamaño de grano más pequeño19,20,21 (alrededor de 10 μm). La tensión adicional refina las microbandas alineadas cristalográficamente y facilita el corte de partículas L12 (por ejemplo, en εT = 15%; vea las imágenes ECC en la Fig. 2c). La cuantificación de la evolución del espaciado promedio de microbandas muestra un proceso de refinamiento de microbandas durante el filtrado (Datos extendidos Fig. 3d). El espaciamiento de microbandas gradualmente reducido provoca un mayor esfuerzo de paso y, por lo tanto, un mayor endurecimiento por deformación. Esto se ha propuesto para explicar las buenas combinaciones de resistencia y ductilidad en aceros con alto contenido de manganeso22 y MCA23. Por lo tanto, el refinamiento dinámico de microbandas observado y el cizallamiento de partículas son los mecanismos de deformación predominantes en los MCA actuales. No se observó un bucle de Orowan, incluso al aumentar el tamaño de partícula promedio hasta 255 nm para L-MCA (datos extendidos, Fig. 2c), ya que el espaciado promedio de 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 denominado efecto Orowan. Además, el estrés requerido para cortar partículas en el M-MCA con un tamaño de partícula medio (91 nm) con una fracción de alto volumen (55%) es 2,2 veces mayor que el del S-MCA con un tamaño de partícula más pequeño (24 nm) con fracción de bajo volumen (43 ± 1 %) (consulte la tabla 1 de datos ampliados). Por lo tanto, la alta tensión de cizallamiento crítica requerida para cortar las partículas L12 y el refinamiento dinámico de 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 extremadamente baja (Hc) 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 una Ms más alta 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 más alta (Tc), mostrada por las curvas termomagnéticas (Datos extendidos, Fig. 4a). En el S-MCA se observan dos cambios distintos de la pendiente, que indican dos fases ferromagnéticas. Por el contrario, solo 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 al medir el comportamiento magnético de los MCA a temperaturas elevadas (Datos extendidos Fig. 4b). Teniendo en cuenta que las fases fcc y L12 contienen altas concentraciones de elementos ferromagnéticos, investigamos su respuesta magnética individual mediante la fundición de 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 extendidos, figura 4c). Debido a las diferentes particiones, el comportamiento magnético de la fase L12 varía de ferromagnético en la variante de material S-MCA a 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, Fig. 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 extendidos 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 una mayor Ms.

a, Bucles de histéresis (M/H) adquiridos hasta ±800 kA m−1. La tasa de barrido del campo magnético es de 1 kA m−1. El recuadro muestra la vista ampliada del aumento en la magnetización de saturación con el engrosamiento de partículas. b, curvas M/H medidas a una tasa de 0,1 kA m−1 entre ±50 kA m−1, que muestran la coercitividad extremadamente baja. c, Observación con microscopía MOKE, en contraste longitudinal, que muestra el proceso de magnetización. El campo magnético aplicado es horizontal al plano de visualización. 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 partícula por sondeo ECCI.

Para obtener más información sobre el mecanismo detrás de la respuesta magnética del M-MCA, investigamos la estructura del dominio utilizando microscopía de efecto Kerr magneto-óptico (MOKE) (Fig. 3c) bajo diferentes intensidades de campo magnético aplicadas. Comenzando desde el estado AC desmagnetizado hasta un campo aplicado de 40 kA m−1, la nucleación de dominios magnéticos se distribuye uniformemente dentro del grano. El 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 de granos y gemelos (Datos extendidos, Fig. 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 recocidos. Los datos se adquieren mediante el desarrollo de un protocolo de procesamiento automatizado, como se muestra en Datos extendidos Fig. 7. La coercitividad primero disminuye de 763 A m−1 (S-MCA, tamaño de partícula promedio 24 nm) a 78 A m−1 (M- MCA, tamaño de partícula promedio 91 nm) y luego aumenta a 1745 A m−1 (L-MCA, tamaño de partícula promedio 255 nm). Tanto el tamaño de partícula promedio como el tamaño de grano aumentan monótonamente con el aumento del 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 un solo dominio, 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 (donde 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 de 775 A m−1. En consecuencia, la energía requerida para el desplazamiento irreversible de las paredes del dominio dentro del grano es el efecto determinante de la coercitividad extremadamente baja.

Por lo tanto, la notable disminución de la coercitividad en la etapa temprana de engrosamiento de partículas (\(\le \)91 nm) se atribuye a la reducción gradual de las tensiones de coherencia general entre la matriz y las partículas, debido al aumento de su tamaño promedio. Más específicamente, los valores del área de superficie específica × el desajuste de la red 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 dislocaciones 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 en la densidad de dislocaciones reduce los campos de distorsión elástica asociados que pueden clavar las paredes del dominio. Aunque la distorsión elástica y la densidad de dislocaciones 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 de partícula promedio y el campo de tensión asociado en el L-MCA se vuelven más grandes 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 en el movimiento de la pared del dominio. Más específicamente, se estima que el Es de L-MCA es 23 veces mayor que el de M-MCA (ver Métodos). Al considerar solo el tamaño de partícula, se debe tener en cuenta que, para el M-MCA, se espera que las partículas coherentes distribuidas a lo largo de los límites de grano con un tamaño promedio (160 nm) por encima de 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 solo una pequeña fracción (1,2 ± 0,2% en M-MCA), por lo tanto, con un efecto insignificante en 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, lo 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) hasta el nivel requerido para mantener una alta resistencia mecánica y el aumento del efecto de fijación de la energía magnetostática, mientras se mantiene 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 diagrama de Ashby que muestra los valores de σUTS × εf contra 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 más bajo que el de todas las aleaciones de Fe-Ni (refs. 24,25) y otros MCA26,27,28,29,30,31,32,33,34,35,36,37 , comparable al de las aleaciones de Fe–Si (ref. 38), Fe–Co (refs. 39,40) y Fe puro (ref. 41). Las aleaciones magnéticas blandas amorfas y nanocristalinas42,43,44,45 pueden mostrar Hc ultrabaja (menos de 10 A m−1) y alta resistencia mecánica, pero su ductilidad, tolerancia al daño y trabajabilidad limitadas impiden su aplicación en casos en los que cambia la trayectoria de la carga. o se aplican altas tensiones, formación o mecanizado. En la Fig. 8 de datos extendidos se muestra un gráfico de radar que compara las diversas propiedades magnéticas y mecánicas blandas del M-MCA actual con varios SMM comerciales típicos. Aunque la inducción de saturación (Bs) del M-MCA actual no es comparable con la del SMM comerciales típicos (datos extendidos Fig. 9), tiene una mayor resistividad eléctrica (ρ) (103 ± 0,8 μΩ cm, consulte Datos extendidos Fig. 10), una característica que lo hace adecuado para aplicaciones con condiciones de CA. Se espera que el alto ρ del M-MCA se derive de la alta resistencia al movimiento de electrones de 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 los MCA fuertes y dúctiles informados 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 última a la tracción a temperatura ambiente (σUTS) × elongación 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 hasta ahora propiedades 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, fuerza 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 magnética de la pared como en los SMM convencionales, hemos elegido una dispersión de partículas relativamente gruesa con tensiones de coherencia interfacial partícula/matriz ajustadas 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 mecánicas y magnéticas blandas. El nuevo enfoque de diseño de aleación permite adaptar los SMM para piezas magnéticas expuestas a cargas mecánicas severas, ya sea durante la fabricación y/o durante el servicio, para las cuales los SMM convencionales son mecánicamente demasiado blandos o demasiado frágiles. Los esfuerzos futuros para desarrollar MCA magnéticos avanzados podrían apuntar a variantes con propiedades magnéticas blandas mejoradas (por ejemplo, mayor saturación magnética) al tiempo que conservan sus propiedades mecánicas sobresalientes, a costos de aleación más bajos y utilizan experimentos de alto rendimiento combinados con técnicas computacionales, por ejemplo, aprendizaje automático, para acelerar el descubrimiento de nuevas variantes de aleación.

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) bajo condiciones de alta temperatura. Atmósfera de argón (Ar) de pureza. El lingote recién fundido con unas dimensiones de 40 mm × 60 mm × 20 mm (largo × ancho × espesor) se laminó en caliente a 1473 K hasta una reducción del espesor de ingeniería del 50 % (espesor final 10 mm). Después del laminado en caliente, las láminas de aleación se homogeneizaron a 1473 K durante 10 min en atmósfera de Ar, seguido de enfriamiento rápido con agua. Para obtener una distribución de tamaño amplia de las partículas, se realizaron tratamientos térmicos isotérmicos adicionales a 1173 K, con una duración de 1 h a 100 h (1 h, 2 h, 5 h, 20 h, 50 h y 100 h) en atmósfera de Ar y seguido de enfriamiento rápido con agua. La composición química exacta del MCA medida por análisis químico húmedo es Fe32.0Co28.0Ni28.1Ta4.7Al7.2 (at.%), que está cerca de la composición prediseñada. Además, los lingotes a granel (50 g) con composiciones idénticas a la de la fase matriz fcc (Fe36Co28Ni26Al7Ta3 (at.%)) y la partícula L12 (Ni40Co26Ta13Fe12Al9 (at.%)) en el M-MCA derivadas del análisis APT también fueron emitidos, respectivamente, por fusión de arco bajo atmósfera de Ar. Los lingotes se volvieron a fundir seis veces para lograr la homogeneidad química.

Las medidas de DRX 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 de haz de iones enfocado ZEISS Crossbeam a 15 kV. Las caracterizaciones 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 de área seleccionada, se realizó en un JEOL JEM-2100 a 200 kV. Las imágenes de microscopía electrónica de transmisión de barrido (STEM) se recopilaron 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 acumulación resultante oscila entre 73 mrad y 200 mrad. Se realizaron más análisis de espectroscopia de rayos X de dispersión de energía (EDS) utilizando el detector EDS sin ventana Super-X de Thermo Fisher Scientific a un voltaje de aceleración de 300 kV. Los experimentos 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.

Los ensayos de tracción uniaxial a temperatura ambiente se realizaron utilizando probetas de tracción planas a una velocidad de deformación inicial de 1 × 10−3 s−1. Los especímenes de tracción se mecanizaron a lo largo de la dirección de laminación a partir de las láminas de aleación mediante mecanizado por descarga eléctrica. Los especímenes con una longitud total de 60 mm, una longitud de referencia de 30 mm, una anchura de referencia de 5 mm y un espesor de 2 mm se utilizaron para investigar las propiedades de tracción a granel. Además, se utilizaron muestras de tracción más pequeñas con una longitud total de 20 mm, una longitud de referencia de 10 mm, una anchura de referencia 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 especímenes para cada condición para confirmar la reproducibilidad. Además, para aclarar la relación entre el comportamiento global de deformación-esfuerzo y la evolución de la microestructura, también llevamos a cabo pruebas de tracción interrumpida en diferentes deformaciones verdaderas globales (es decir, 5%, 15% y 25%), y las microestructuras en la parte media de la luego se caracterizaron las regiones deformadas en consecuencia.

La respuesta magnética se evaluó utilizando el Sistema de Medición de Propiedades Magnéticas de Diseño Cuántico (MPMS) equipado con una opción estándar de Magnetometría de Muestra Vibrante (VSM). Para las mediciones se utilizaron especímenes cúbicos 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 tasa de barrido de campo magnético de 1 kA m−1 a 10 K, 300 K, 500 K y 800 K, respectivamente. El análisis de la dependencia de la temperatura de la magnetización M(T) se llevó a cabo bajo un campo aplicado de 40 kA m−1 de 10 K a 1000 K con una tasa de barrido de temperatura de 10 K min−1.

Los patrones de dominio magnético se caracterizaron con 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 sustrayendo la imagen de fondo usando el software KerrLab.

La respuesta de resistividad eléctrica se evaluó utilizando el Sistema de Medición de Propiedades Físicas de Diseño Cuántico (PPMS) equipado con una opción de Transporte Eléctrico (ETO). Para las mediciones se utilizaron especímenes cúbicos de dimensiones 6 mm × 2 mm × 1 mm (largo × ancho × espesor). Los valores de resistividad ρ se calculan mediante:

donde R es la resistencia reportada, 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 el paso de corriente. Se probaron al menos tres especímenes para cada condición.

Las composiciones de equilibrio de la matriz fcc y las partículas L12 en la aleación Fe32Co28Ni28Ta5All7 (% at.) a 1173 K se calcularon utilizando el software Thermo-Calc (v.2022a) equipado con la base de datos de aleaciones de alta entropía TCHEA v.4.2. 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 tamaños se analiza estadísticamente mediante la aplicación de 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 extendidos, Fig. 7). El tamaño de partícula promedio (longitud del borde) de las partículas L12 se estima mediante:

donde d es el tamaño medio de partícula, Si está relacionado con el área de cada partícula adquirida 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 en la interfaz como:

donde \({S}_{{\rm{L}}{1}_{2}/{\rm{fcc}}}\) es el área de 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) de la siguiente manera:

δx es el desajuste de red variable 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 de red 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 1 de datos ampliados. \({\varGamma }_{i}^{{ \rm{L}}{1}_{2}}\) 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 de base Ni52, como se muestra en la Tabla 2 de datos ampliados. Tenga en cuenta que el desajuste de la red δl calculado anteriormente representa el estado teórico sin restricciones. Esto se puede relacionar con el desajuste restringido (ε) por la teoría de la elasticidad como se muestra a continuación53:

El valor de desajuste limitado interfacial estimado 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 el engrosamiento de partículas para los MCA con tamaño de partícula por debajo del ancho de la pared del dominio.

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

en el que εs es microdeformación, D es el tamaño de cristalito adquirido de los perfiles XRD (Tabla de datos ampliados 1) y b es el vector 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 de 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 mejora considerable en la coercitividad también se deriva de la disminución de la densidad de dislocaciones en la matriz fcc.

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

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

usando 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 que la fracción de volumen de las partículas es constante, el espaciado 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 que arquean las partículas se vuelven más fáciles que las de corte. El espaciamiento medio crítico de las partículas está determinado por56:

G = 84 GPa es el módulo de cortante adoptado57. En consecuencia, el espaciamiento medio crítico 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 los cálculos termodinámicos y el análisis APT (datos extendidos, 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 de partícula promedio 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, Fig. 4), la Ms de la matriz fcc se considera la 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:

donde 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 de red de la matriz fcc, respectivamente (Datos extendidos Fig. 4d y 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 basado en la composición de la matriz fcc (Fig. 1f) como 10.4 kJ m−3 (Al y Ta son elementos no ferromagnéticos que no muestran 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 grosor de la pared del dominio del M-MCA es de 112 nm. De manera similar, los espesores de pared del dominio de S-MCA y L-MCA se calculan como 103 nm y 117 nm, respectivamente.

Los datos y códigos están disponibles a través de los autores.

Silveyra, JM et al. Materiales magnéticos blandos para un mundo sostenible y electrificado. Ciencia 362, eaao0195 (2018).

Artículo PubMed Google Académico

Krings, A. et al. Estado del material magnético blando y tendencias en máquinas eléctricas. Trans. IEEE. Ind. Electrón. 64, 2405–2414 (2017).

Artículo Google Académico

Gutfleisch, O. et al. Materiales y dispositivos magnéticos para el siglo XXI: más fuertes, más ligeros y más eficientes energéticamente. Adv. Mate. 23, 821–842 (2011).

Artículo CAS PubMed Google Académico

Henke, M. et al. Retos y oportunidades de los accionamientos eléctricos muy ligeros de alto rendimiento para la aviación. Energías 11, 344 (2018).

Artículo Google Académico

Zhang, P. et al. Relación general entre resistencia y dureza. Mate. ciencia Ing. A 529, 62–73 (2011).

Artículo CAS Google Académico

Hofmann, D. et al. Diseño de compuestos de matriz de vidrio metálico con alta tenacidad y ductilidad a la tracción. Naturaleza 451, 1085–1089 (2008).

Artículo ADS CAS PubMed Google Scholar

Hasegawa, T. et al. Conversión de FeCo de material magnético blando a duro mediante ingeniería de celosía y nanopatrones. ciencia Rep. 7, 13125 (2017).

Artículo Google Académico

Cullity, BD y Graham, CD Introducción a los materiales magnéticos, 2.ª edición (Wiley-IEEE Press, 2008).

Herzer, G. Dependencia del tamaño de grano de la coercitividad y permeabilidad en ferromagnetos nanocristalinos. Trans. IEEE. Magn. 26, 1397–1402 (1990).

Artículo ADS CAS Google Académico

Ma, Y. et al. Una nueva aleación de elementos multiprincipales basada en B2 de magnetismo suave con una distribución uniforme de nanoprecipitados cúbicos centrados en el cuerpo coherentes. Adv. Mate. 33, 2006723 (2021).

Artículo CAS Google Académico

Han, L. et al. Aleaciones de alta entropía magnéticas blandas ultrarresistentes y dúctiles a través de nanoprecipitados ordenados coherentes. Adv. Mate. 33, 2102139 (2021).

Artículo CAS Google Académico

Fu, Z. et al. Combinación excepcional de propiedades mecánicas y magnéticas blandas en un compuesto heteroestructurado de alta entropía. aplicación Mate. Hoy 15, 590–598 (2019).

Artículo Google Académico

Herzer, G. Estructura de grano y magnetismo de ferromagnetos nanocristalinos. Trans. IEEE. Magn. 25, 3327–3329 (1989).

Artículo ADS CAS Google Académico

Osaka, T. et al. Una película blanda magnética de CoNiFe con alta densidad de flujo magnético de saturación y baja coercitividad. Naturaleza 392, 796–798 (1998).

Artículo ADS CAS Google Académico

Miyazaki, T. & Jin, H. La física del ferromagnetismo (Springer, 2012).

Yang, T. et al. Nanopartículas intermetálicas multicomponente y excelentes comportamientos mecánicos de aleaciones complejas. Ciencia 362, 933–937 (2018).

Artículo ADS CAS PubMed Google Scholar

Tolansky, S. Dislocaciones. Naturaleza 209, 1058-1059 (1966).

Artículo ANUNCIOS Google Académico

Pande, CS & Hazzledine, PM Conjuntos de dislocaciones en aleaciones de Cu-Al. II. Filosofía revista 24, 1393-1410 (1971).

Artículo ADS CAS Google Académico

Yang, T. et al. Aleaciones de superredes dúctiles y de resistencia ultraalta con interfaces desordenadas a nanoescala. Ciencia 369, 427–432 (2020).

Artículo ADS CAS PubMed Google Scholar

Luo, H. et al. Una aleación fuerte y dúctil de entropía media resiste la fragilización por hidrógeno y la corrosión. Nat. común 11, 3081 (2020).

Artículo ADS CAS PubMed PubMed Central Google Scholar

Wang, Z. et al. Aceros ultrarresistentes y ligeros de composición compleja mediante nanoprecipitación dual. ciencia Adv. 6, eaba9543 (2020).

Artículo ADS CAS PubMed PubMed Central Google Scholar

Welsch, E. et al. Endurecimiento por deformación mediante el refinamiento dinámico de la banda deslizante en un acero liviano con alto contenido de manganeso. Acta Mater. 116, 188–199 (2016).

Artículo ADS CAS Google Académico

Wang, Z. et al. El efecto del carbono en las microestructuras, propiedades mecánicas y mecanismos de deformación de aleaciones de alta entropía Fe40.4Ni11.3Mn34.8Al7.5Cr6 tratadas termomecánicamente. Acta Mater. 126, 346–360 (2017).

Artículo ADS CAS Google Académico

Christenson, TR et al. Caracterización mecánica y metalográfica de níquel fabricado LIGA y permalloy 80%Ni-20%Fe. Proceso en línea de MRS. Libra 518, 185–190 (1998).

Artículo CAS Google Académico

Yekta, PV et al. Propiedades magnéticas y mecánicas de permalloy laminado en frío. J. magn. Magn. Mate. 468, 155–163 (2018).

Artículo ANUNCIOS Google Académico

Zhang, Y. et al. Aleaciones de alta entropía con magnetización de alta saturación, resistividad eléctrica y maleabilidad. ciencia Rep. 3, 1455 (2013).

Artículo PubMed PubMed Central Google Académico

Körmann, F. et al. "Mapas del tesoro" para aleaciones magnéticas de alta entropía a partir de la teoría y la experimentación. aplicación física Letón. 107, 142404 (2015).

Artículo ANUNCIOS Google Académico

Li, P. et al. Una aleación dúctil de alta entropía con atractivas propiedades magnéticas. J. Aleaciones Compd. 694, 55–60 (2017).

Artículo CAS Google Académico

Zuo, TT et al. Efectos de la adición de Al y Si en la estructura y propiedades de la aleación de igual proporción atómica de CoFeNi. J. magn. Magn. Mate. 371, 60–68 (2014).

Artículo ADS CAS Google Académico

Wang, YP et al. Solución sólida o intermetálicos en una aleación de alta entropía. Adv. Ing. Mate. 11, 641–644 (2009).

Artículo CAS Google Académico

Zhang, KB et al. Recocido sobre la evolución de la estructura y propiedades de la aleación de alta entropía CoCrFeNiCuAl. J. Aleaciones Compd. 502, 295–299 (2010).

Artículo CAS Google Académico

Ma, SG & Zhang, Y. Efecto de la adición de Nb en la microestructura y propiedades de la aleación de alta entropía AlCoCrFeNi. Mate. ciencia Ing. A 532, 480–486 (2012).

Artículo CAS Google Académico

Zhang, K. & Fu, Z. Efectos del tratamiento de recocido en las propiedades de las aleaciones multicomponente CoCrFeNiTiAlx. Intermetálicos 28, 34–39 (2012).

Artículo CAS Google Académico

Na, SM et al. Transiciones ferromagnéticas a temperatura ambiente y la dependencia de la temperatura de los comportamientos magnéticos en aleaciones de alta entropía basadas en FeCoNiCr. AIP Avanzado. 8, 056412 (2018).

Artículo ANUNCIOS Google Académico

Duan, H. et al. Efecto de la adición de Al sobre la estructura y las propiedades magnéticas en aleaciones Fe-Cu-Si-B de alto BS. Mate. Res. Toro. 111, 289–293 (2019).

Artículo CAS Google Académico

Zhang, H. et al. Una nueva aleación de alta entropía FeCoNiCr0.2Si0.2 con un excelente equilibrio de propiedades mecánicas y magnéticas blandas. J. magn. Magn. Mate. 478, 116–121 (2019).

Artículo ADS CAS Google Académico

Zuo, T. et al. Nuevas aleaciones de alta entropía de FexCo1-xNiMnGa con excelentes propiedades magnéticas blandas. Intermetallics 100, 1–8 (2018).

Artículo CAS Google Académico

Chen, CW Magnetismo y metalurgia de materiales magnéticos blandos (Dover, 2013).

Jorge, EP et al. Propiedades mecánicas de aleaciones magnéticas blandas de FeCo. Mate. ciencia Ing. A 329, 325–333 (2002).

Artículo Google Académico

Bozorth, RM Ferromagnetismo (Wiley, 1993).

Pepperhoff, W. & Acet, M. Constitución y magnetismo del hierro y sus aleaciones (Springer, 2001).

Inoue, A. et al. Aleación vítrea a granel a base de cobalto con ultra alta resistencia y propiedades magnéticas blandas. Nat. Mate. 2, 661–663 (2003).

Artículo ADS CAS PubMed Google Scholar

Inoue, A. et al. Resistencia ultra alta por encima de 5000 MPa y propiedades magnéticas blandas de aleaciones vítreas a granel de Co-Fe-Ta-B. Acta Mater. 52, 1631–1637 (2004).

Artículo ADS CAS Google Académico

Lin, CY et al. Fe–Y–M–B (M = Nb o Ta) vidrios metálicos a granel con ultra alta resistencia y buenas propiedades magnéticas blandas. J. física. Aplicación D física 40, 310–314 (2007).

Artículo ADS CAS Google Académico

Shen, B. et al. Superalta resistencia y buenas propiedades magnéticas blandas de (Fe,Co)–B–Si–Nb aleaciones vítreas a granel con alta capacidad de formación de vidrio. aplicación física Letón. 85, 4911–4913 (2004).

Artículo ADS CAS Google Académico

Yan, X. & Zhang, Y. Propiedades funcionales y aplicaciones prometedoras de aleaciones de alta entropía. Scr. Mate. 187, 188–193 (2020).

Artículo CAS Google Académico

Li, Z. et al. Las aleaciones bifásicas metaestables de alta entropía superan el equilibrio entre resistencia y ductilidad. Naturaleza 534, 227–230 (2016).

Artículo ADS CAS PubMed Google Scholar

Du, XH et al. Las estructuras heterogéneas duales conducen a una resistencia ultraalta y una ductilidad uniforme en una aleación de entropía media de Co-Cr-Ni. Nat. común 11, 2390 (2020).

Artículo ADS CAS PubMed PubMed Central Google Scholar

Gludovatz, B. et al. Una aleación de alta entropía resistente a la fractura para aplicaciones criogénicas. Ciencia 345, 1153–1158 (2014).

Artículo ADS CAS PubMed Google Scholar

Otto, F. et al. Las influencias de la temperatura y la microestructura en las propiedades de tracción de una aleación de alta entropía CoCrFeMnNi. Acta Mater. 61, 5743–5755 (2013).

Artículo ADS CAS Google Académico

Mishima, Y. et al. Parámetros de red de soluciones sólidas de Ni(γ), Ni3Al(γ′) y Ni3Ga(γ′) con adiciones de elementos de transición y del subgrupo B. Acta Metall. 33, 1161-1169 (1985).

Artículo CAS Google Académico

Okamoto, H. et al. en ASM Handbook Volume 3: Alloy Phase Diagrams (eds Okamoto, H., Schlesinger, ME & Mueller, EM) (ASM International, 1991).

Nembach, E. & Neite, G. Endurecimiento por precipitación de superaleaciones mediante partículas γ′ ordenadas. prog. Mate. ciencia 29, 177–319 (1985).

Artículo CAS Google Académico

Williamson, GK & Hall, WH Ampliación de la línea de rayos X a partir de aluminio limado y tungsteno. La expansión del radio de rayos X obtenido a partir de limaduras de aluminio y tungsteno. La ampliación de las líneas de interferencia de rayos X de los chips de aluminio y tungsteno. Acta Metall. 1, 22–31 (1953).

Artículo CAS Google Académico

Callister, WD Jr. & Rethwisch, DG Fundamentos de ciencia e ingeniería de materiales: un enfoque integrado, 5.ª edición (Wiley, 2018).

Rösler, J., Bäker, M. & Harders, H. Comportamiento mecánico de materiales de ingeniería: metales, cerámica, polímeros y compuestos (Springer, 2007).

Wu, Z. et al. Dependencia de la temperatura de las propiedades mecánicas de aleaciones de solución sólida equiatómica con estructuras cristalinas cúbicas centradas en las caras. Acta Mater. 81, 428–441 (2014).

Artículo CAS Google Académico

Néel, L. Bases de una nueva teoría general del campo coercitivo. Ana. Universidad Grenoble. 22, 299–343 (1946).

Google Académico

Pfeifer, F. & Radeloff, C. Aleaciones magnéticas blandas de Ni-Fe y Co-Fe: algunos aspectos físicos y metalúrgicos. J. magn. Magn. Mate. 19, 190–207 (1980).

Artículo ADS CAS Google Académico

McKeehan, LW Anisotropía ferromagnética en cristales de níquel-cobalto-hierro a varias temperaturas. física Rev. 51, 136–139 (1937).

Artículo ANUNCIOS Google Académico

Shin, JW Propiedades magnéticas de monocristales de hierro-cobalto. física Rev. 46, 139–142 (1934).

Artículo ANUNCIOS Google Académico

Bradski, G. Dr. Dobb's Journal: herramientas de software para el programador profesional. vol. 25, págs. 120–123 (2000).

Sundar, RS y Deevi, SC Aleaciones de FeCo magnéticas blandas: desarrollo, procesamiento y propiedades de la aleación. En t. Mate. Rev. 50, 157–192 (2005).

Artículo CAS Google Académico

Zhou, KX et al. FeCoNiAlSi Aleaciones de alta entropía con excepcional magnetismo fundamental y orientado a la aplicación. Intermetálicos 122, 106801 (2020).

Artículo CAS Google Académico

Zhao, C. et al. Efecto del campo magnético fuerte sobre la microestructura y las propiedades mecánico-magnéticas de la aleación de alta entropía AlCoCrFeNi. J. Aleaciones Compd. 820, 153407 (2020).

Artículo CAS Google Académico

Wu, Z. et al. Las propiedades magnéticas blandas AC de las aleaciones de alta entropía FeCoNixCuAl (1,0 ≤ x ≤ 1,75). Materiales 12, 4222 (2019).

Artículo ADS CAS PubMed Central Google Scholar

Descargar referencias

Se agradece el apoyo de G. Dehm en el Max-Planck-Institut für Eisenforschung. LH reconoce el apoyo financiero del Consejo de Becas de China (201906370028). ZL reconoce a la Fundación Nacional de Ciencias Naturales de China (51971248) y al Fondo Especial de Hunan para la Construcción de la Provincia Innovadora (2019RS1001). OG reconoce la Deutsche Forschungsgemeinschaft (405553726, TRR 270).

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 los 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

Zhiming Li

También puede buscar este autor en PubMed Google Scholar

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 documento; 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 otros 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 los 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 (recuadro 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 (recuadro naranja en a) que ilustra una partícula heterogénea no coherente en la unión triple de GB y sus mapas elementales EDS. d, Micrografías HAADF-STEM resueltas atómicamente y transformadas rápidas de Fourier de regiones representativas de matriz y partículas, lo que indica 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 el 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 de 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 el aumento de la tensión local (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 ha sido estimada por 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 a la M (T) resultados marcados por una línea discontinua negra en a. c, bucles M(H) de las fases fcc y L12 fundidas individuales en el M-MCA medidas a 300 K. d, dependencia de la temperatura de los Ms de los MCA investigados.

a, conjuntos de datos APT que muestran las partículas L12 que contienen S-MCA y L-MCA reconstruidas. 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 de la pared del dominio. El campo magnético aplicado es horizontal al plano de visualización. GB, límite de grano; TB, límite gemelo.

Primero, se aplicó un algoritmo de detección de bordes a las imágenes sin procesar para aislar 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 la partícula y se convirtió en una forma cuadrada. Finalmente, se calculó la distribución de tamaños de contornos cerrados (partículas). El algoritmo fue construido utilizando Python62. Para cada muestra, la distribución del tamaño de partículas se derivó de más de 20 imágenes ECC de diferentes regiones de muestra.

Los SMM comerciales representativos 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 (refs. 38), Fe–Co (refs. 39,40), Fe (refs. .41), aleaciones amorfas42,43,44,45 y otros MCA26,27,28,29,30,31,32,33,34,35,36,37. La Bs se calcula mediante 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, que incluyen hierro puro, aleaciones Fe-Ni (refs. 24,25), aleaciones Fe-Si (ref. 38), aleaciones Fe-Co (refs. 39,40) y otras MCA establecidas26,28,29,64,65,66. El recuadro muestra la evolución de la resistividad eléctrica con el aumento del tiempo de recocido de los MCA actuales.

Acceso abierto Este artículo tiene una licencia internacional Creative Commons Attribution 4.0, que permite el uso, el intercambio, la adaptación, la distribución y la reproducción en cualquier medio o formato, siempre que se otorgue el crédito correspondiente al autor o autores originales y a la fuente. proporcionar un enlace a la licencia Creative Commons e indicar si se realizaron cambios. Las imágenes u otro material de terceros en este artículo están incluidos en la licencia Creative Commons del artículo, a menos que se indique lo contrario en una línea de crédito al material. Si el material no está incluido en la licencia Creative Commons del artículo y su uso previsto no está permitido por la regulación legal o excede el uso permitido, deberá obtener el permiso directamente del titular de los derechos de autor. Para ver una copia de esta licencia, visite http://creativecommons.org/licenses/by/4.0/.

Reimpresiones y permisos

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

Descargar cita

Recibido: 19 mayo 2022

Aceptado: 06 junio 2022

Publicado: 10 agosto 2022

Fecha de emisión: 11 de agosto de 2022

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

Cualquier persona con la que compartas el siguiente enlace podrá leer este contenido:

Lo sentimos, un enlace para compartir no está disponible actualmente para este artículo.

Proporcionado por la iniciativa de intercambio de contenido Springer Nature SharedIt

Comunicaciones de la naturaleza (2023)

Ciencias computacionales de la naturaleza (2023)

Revista de ciencia de materiales: materiales en electrónica (2023)

Comunicaciones de la naturaleza (2022)

Al enviar un comentario, acepta cumplir con nuestros Términos y Pautas de la comunidad. Si encuentra algo abusivo o que no cumple con nuestros términos o pautas, márquelo como inapropiado.