Dielektrikum i ett elektriskt fält

Alla ämnen som mänskligheten känner till är kapabla att leda elektrisk ström i olika grad: vissa leder ström bättre, andra sämre, andra leder den knappt alls. Enligt denna förmåga delas ämnen in i tre huvudklasser:

• Dielektrikum;

• Halvledare;

• Konduktörer.

Ett idealiskt dielektrikum innehåller inga laddningar som kan röra sig över betydande avstånd, det vill säga det finns inga gratisladdningar i ett idealiskt dielektrikum. Men när den placeras i ett externt elektrostatiskt fält, reagerar dielektrikumet på det. Dielektrisk polarisation uppstår, det vill säga under inverkan av ett elektriskt fält förskjuts laddningarna i dielektrikumet. Denna egenskap, förmågan hos ett dielektrikum att polarisera, är den grundläggande egenskapen hos dielektrikum.

Således inkluderar polariseringen av dielektrika tre komponenter av polariserbarhet:

• Elektronisk;

• Jonna;

• Dipol (orientering).

Vid polarisering förskjuts laddningarna under inverkan av ett elektrostatiskt fält. Som ett resultat skapar varje atom eller varje molekyl ett elektriskt moment P.

Laddningarna av dipolerna inuti dielektrikumet kompenseras ömsesidigt, men på de yttre ytorna intill elektroderna som fungerar som källan till det elektriska fältet uppstår ytrelaterade laddningar som har motsatt tecken till laddningen för motsvarande elektrod.

Det elektrostatiska fältet för de tillhörande laddningarna E' är alltid riktat mot det externa elektrostatiska fältet E0. Det visar sig att inuti dielektrikumet finns ett elektriskt fält lika med E = E0 — E '.

Om en kropp gjord av ett dielektrikum i form av en parallellepiped placeras i ett elektrostatiskt fält med styrka E0, så kan dess elektriska moment beräknas med formeln: P = qL = σ'SL = σ'SlCosφ, där σ' är yttätheten för de associerade laddningarna, och φ är vinkeln mellan ytan av en yta av area S och normalen till den.

Dessutom, genom att känna till n - koncentrationen av molekyler per volymenhet av dielektrikumet och P1 - det elektriska momentet för en molekyl, kan vi beräkna värdet på polarisationsvektorn, det vill säga det elektriska momentet per volymenhet av dielektrikumet.

Genom att nu ersätta volymen av parallellepipeden V = SlCos φ, är det lätt att dra slutsatsen att ytdensiteten för polarisationsladdningar är numeriskt lika med den normala komponenten av polarisationsvektorn vid en given punkt på ytan. Den logiska konsekvensen är att det elektrostatiska fältet E' som induceras i dielektrikumet endast påverkar den normala komponenten av det pålagda externa elektrostatiska fältet E.

Efter att ha skrivit det elektriska momentet för en molekyl i termer av spänning, polariserbarhet och dielektrisk konstant av vakuum, kan polarisationsvektorn skrivas som:

Där α är polariserbarheten för en molekyl av en given substans, och χ = nα är den dielektriska känsligheten, en makroskopisk storhet som kännetecknar polarisationen per volymenhet. Dielektrisk känslighet är en dimensionslös storhet.

Således ändras det resulterande elektrostatiska fältet E, jämfört med E0, endast den normala komponenten. Fältets tangentiella komponent (riktad tangentiellt mot ytan) ändras inte. Som ett resultat, i vektorform, kan värdet på den resulterande fältstyrkan skrivas:

Värdet på styrkan hos det resulterande elektrostatiska fältet i dielektrikumet är lika med styrkan hos det externa elektrostatiska fältet dividerat med den dielektriska konstanten för mediet ε:

Mediets dielektriska konstant ε = 1 + χ är huvudkaraktäristiken för dielektrikumet och indikerar dess elektriska egenskaper. Den fysiska innebörden av denna egenskap är att den visar hur många gånger fältstyrkan E i ett givet dielektriskt medium är mindre än styrkan E0 i ett vakuum:

När det går från ett medium till ett annat ändras det elektrostatiska fältets styrka kraftigt, och grafen över fältstyrkans beroende av radien för en dielektrisk kula i ett medium med en dielektrisk konstant ε2 som skiljer sig från kulans dielektriska konstant ε1 återspeglar detta:

Ferroelektrik

1920 var året för upptäckten av fenomenet spontan polarisering. Gruppen av ämnen som är mottagliga för detta fenomen kallas ferroelektriska eller ferroelektriska. Fenomenet uppstår på grund av det faktum att ferroelektrik kännetecknas av en anisotropi av egenskaper, där ferroelektriska fenomen endast kan observeras längs en av kristallaxlarna. I isotrop dielektrikum är alla molekyler polariserade på samma sätt.För anisotrop - i olika riktningar är polarisationsvektorerna olika i riktning.

Ferroelektrik kännetecknas av höga värden på dielektricitetskonstanten ε i ett visst temperaturområde:

I detta fall beror värdet på e på både det externa elektrostatiska fältet E som appliceras på provet och provets historia. Den dielektriska konstanten och det elektriska momentet beror här olinjärt på kraften E, därför hör ferroelektrik till olinjär dielektrik.

Ferroelektrik kännetecknas av Curie-punkten, det vill säga att från en viss temperatur och högre försvinner den ferroelektriska effekten. I det här fallet inträffar en fasövergång av andra ordningen, till exempel för bariumtitanat är temperaturen på Curie-punkten + 133 ° C, för Rochelle-salt från -18 ° C till + 24 ° C, för litiumniobat + 1210°C.

Eftersom dielektrikum är olinjärt polariserade, sker dielektrisk hysteres här. Mättnad inträffar vid punkt «a» i grafen. Ec — tvångskraft, Pc — restpolarisation. Polarisationskurvan kallas hysteresloopen.

På grund av tendensen till ett potentiellt energiminimum, såväl som på grund av defekter som är inneboende i deras struktur, är ferroelektrik internt uppdelad i domäner. Domänerna har olika polarisationsriktningar och i frånvaro av ett externt fält är deras totala dipolmoment nästan noll.

Under verkan av det externa fältet E förskjuts gränserna för domänerna, och några av regionerna som är polariserade med avseende på fältet bidrar till polariseringen av domänerna i riktning mot fältet E.

Ett levande exempel på en sådan struktur är den tetragonala modifieringen av BaTiO3.

I ett tillräckligt starkt fält E blir kristallen endomän, och efter att det externa fältet stängts av förblir polarisationen (detta är restpolarisationen Pc).

För att utjämna volymerna av regioner med motsatt tecken är det nödvändigt att applicera på provet ett externt elektrostatiskt fält Ec, ett koercitivfält, i motsatt riktning.

Elektriker

Bland dielektrikum finns det elektriska analoger av permanentmagneter - elektroder. Dessa är sådana speciella dielektrika som kan upprätthålla polarisering under lång tid även efter att det externa elektriska fältet stängts av.

Piezoelektrik

I naturen finns dielektrika som polariseras av mekanisk påverkan på dem. Kristallen polariseras av mekanisk deformation. Detta fenomen är känt som den piezoelektriska effekten. Det öppnades 1880 av bröderna Jacques och Pierre Curie.

Slutsatsen är följande. Vid metallelektroderna placerade på ytan av den piezoelektriska kristallen kommer en potentialskillnad att uppstå i ögonblicket för deformation av kristallen. Om elektroderna är stängda av en tråd, kommer en elektrisk ström att visas i kretsen.

Den omvända piezoelektriska effekten är också möjlig — polariseringen av kristallen leder till dess deformation När spänning appliceras på elektroderna som appliceras på den piezoelektriska kristallen uppstår en mekanisk deformation av kristallen; den kommer att vara proportionell mot den applicerade fältstyrkan E0. För närvarande känner vetenskapen till mer än 1800 typer av piezoelektrik. All ferroelektrik i den polära fasen uppvisar piezoelektriska egenskaper.

Pyroelektrik

Vissa dielektriska kristaller polariserar när de värms eller kyls, ett fenomen som kallas pyroelektricitet.Till exempel blir ena änden av ett pyroelektriskt prov negativt laddad när den värms upp, medan den andra är positivt laddad. Och när den svalnar kommer den ände som var negativt laddad när den värmdes att bli positivt laddad när den svalnar. Uppenbarligen är detta fenomen relaterat till en förändring i den initiala polariseringen av ett ämne med en förändring i dess temperatur.

Varje pyroelektrisk har piezoelektriska egenskaper, men inte alla piezoelektriska är pyroelektriska. En del av pyroelektriken har ferroelektriska egenskaper, det vill säga de kan spontant polariseras.

Elektrisk förskjutning

Vid gränsen för två medier med olika värden på dielektricitetskonstanten ändras styrkan hos det elektrostatiska fältet E kraftigt på platsen för skarpa förändringar i ε.

För att förenkla beräkningar inom elektrostatik introducerades den elektriska förskjutningsvektorn eller elektrisk induktion D.

Eftersom E1ε1 = E2ε2, då E1ε1ε0 = E2ε2ε0, vilket betyder:

Det vill säga under övergången från en miljö till en annan förblir den elektriska förskjutningsvektorn oförändrad, det vill säga den elektriska induktionen. Detta visas tydligt i figuren:

För en punktladdning i vakuum är den elektriska förskjutningsvektorn:

Liksom magnetiskt flöde för magnetfält använder elektrostatik flödet av en elektrisk förskjutningsvektor.

Så, för ett enhetligt elektrostatiskt fält, när linjerna i den elektriska förskjutningsvektorn D korsar regionen S i en vinkel α mot normalen, kan vi skriva:

Ostrogradsky-Gauss-satsen för vektorn E tillåter oss att erhålla motsvarande sats för vektorn D.

Så Ostrogradsky-Gauss-satsen för den elektriska förskjutningsvektorn D låter så här:

Flödet av vektorn D genom en stängd yta bestäms endast av de fria laddningarna, inte av alla laddningar inuti volymen som begränsas av den ytan.

Som ett exempel kan vi betrakta ett problem med två oändligt utsträckta dielektrika med olika ε och med ett gränssnitt mellan två medier som penetreras av ett externt fält E.

Om ε2> ε1, då med hänsyn till att Eln / E2n = ε2 / ε1 och Elt = E2t, eftersom endast den normala komponenten av vektorn E ändras, ändras endast riktningen för vektorn E.

Vi fick brytningslagen för vektorintensiteten E.

Brytningslagen för en vektor D liknar D = εε0E och detta illustreras i figuren: