Dielektrikk i et elektrisk felt

Alle stoffer kjent for menneskeheten er i stand til å lede elektrisk strøm i ulik grad: noen leder strømmen bedre, andre dårligere, andre leder den nesten ikke i det hele tatt. I henhold til denne evnen er stoffer delt inn i tre hovedklasser:

• Dielektrikum;

• Halvledere;

• Konduktører.

Et ideelt dielektrikum inneholder ingen ladninger som er i stand til å bevege seg over betydelige avstander, det vil si at det ikke er noen gratis ladninger i et ideelt dielektrikum. Men når den plasseres i et eksternt elektrostatisk felt, reagerer dielektrikumet på det. Dielektrisk polarisering oppstår, det vil si under påvirkning av et elektrisk felt, forskyves ladningene i dielektrikumet. Denne egenskapen, evnen til et dielektrikum til å polarisere, er den grunnleggende egenskapen til dielektrikum.

Dermed inkluderer polarisasjonen av dielektriske tre komponenter av polariserbarhet:

• Elektronisk;

• Jonna;

• Dipol (orientering).

Ved polarisering forskyves ladningene under påvirkning av et elektrostatisk felt. Som et resultat skaper hvert atom eller hvert molekyl et elektrisk øyeblikk P.

Ladningene til dipolene inne i dielektrikumet er gjensidig kompensert, men på de ytre overflatene ved siden av elektrodene som tjener som kilden til det elektriske feltet, vises overflaterelaterte ladninger som har motsatt fortegn til ladningen til den tilsvarende elektroden.

Det elektrostatiske feltet til de tilhørende ladningene E' er alltid rettet mot det eksterne elektrostatiske feltet E0. Det viser seg at inne i dielektrikumet er det et elektrisk felt lik E = E0 — E '.

Hvis et legeme laget av et dielektrikum i form av et parallellepiped plasseres i et elektrostatisk felt med styrke E0, kan dets elektriske moment beregnes med formelen: P = qL = σ'SL = σ'SlCosφ, hvor σ' er overflatetettheten til de tilknyttede ladningene, og φ er vinkelen mellom overflaten til en flate av området S og normalen til den.

I tillegg, ved å vite n - konsentrasjonen av molekyler per volumenhet av dielektrikumet og P1 - det elektriske momentet til ett molekyl, kan vi beregne verdien av polarisasjonsvektoren, det vil si det elektriske momentet per volumenhet av dielektrikumet.

Ved å erstatte volumet av parallellepipedet V = SlCos φ, er det lett å konkludere med at overflatetettheten til polarisasjonsladninger er numerisk lik den normale komponenten til polarisasjonsvektoren ved et gitt punkt på overflaten. Den logiske konsekvensen er at det elektrostatiske feltet E' indusert i dielektrikumet kun påvirker den normale komponenten av det påførte eksterne elektrostatiske feltet E.

Etter å ha skrevet det elektriske momentet til et molekyl i form av spenning, polariserbarhet og dielektrisk konstant av vakuum, kan polarisasjonsvektoren skrives som:

Hvor α er polariserbarheten til ett molekyl av et gitt stoff, og χ = nα er den dielektriske følsomheten, en makroskopisk størrelse som karakteriserer polarisasjonen per volumenhet. Dielektrisk følsomhet er en dimensjonsløs størrelse.

Dermed endres det resulterende elektrostatiske feltet E, sammenlignet med E0, bare den normale komponenten. Den tangentielle komponenten av feltet (rettet tangentielt til overflaten) endres ikke. Som et resultat, i vektorform, kan verdien av den resulterende feltstyrken skrives:

Verdien av styrken til det resulterende elektrostatiske feltet i dielektrikumet er lik styrken til det eksterne elektrostatiske feltet delt på den dielektriske konstanten til mediet ε:

Dielektrisitetskonstanten til mediet ε = 1 + χ er hovedkarakteristikken til dielektrikumet og indikerer dets elektriske egenskaper. Den fysiske betydningen av denne karakteristikken er at den viser hvor mange ganger feltstyrken E i et gitt dielektrisk medium er mindre enn styrken E0 i et vakuum:

Når du går fra et medium til et annet, endres styrken til det elektrostatiske feltet kraftig, og grafen for avhengigheten av feltstyrken på radiusen til en dielektrisk kule i et medium med en dielektrisk konstant ε2 forskjellig fra den dielektriske konstanten til ballen ε1 gjenspeiler dette:

Ferroelektrikk

1920 var året for oppdagelsen av fenomenet spontan polarisering. Gruppen av stoffer som er mottakelige for dette fenomenet kalles ferroelektrisk eller ferroelektrisk. Fenomenet oppstår på grunn av det faktum at ferroelektrikk er preget av en anisotropi av egenskaper, der ferroelektriske fenomener bare kan observeres langs en av krystallaksene. I isotropisk dielektrikum er alle molekyler polarisert på samme måte.For anisotropisk - i forskjellige retninger er polarisasjonsvektorene forskjellige i retning.

Ferroelektrikk kjennetegnes ved høye verdier av dielektrisitetskonstanten ε i et visst temperaturområde:

I dette tilfellet avhenger verdien av ε både av det eksterne elektrostatiske feltet E påført prøven og historien til prøven. Den dielektriske konstanten og det elektriske momentet avhenger her ikke-lineært av kraften E, derfor hører ferroelektrikk til ikke-lineært dielektrikum.

Ferroelektrikk er preget av Curie-punktet, det vil si at fra en viss temperatur og høyere forsvinner den ferroelektriske effekten. I dette tilfellet skjer en faseovergang av andre orden, for eksempel for bariumtitanat, temperaturen på Curie-punktet er + 133 ° C, for Rochelle-salt fra -18 ° C til + 24 ° C, for litiumniobat + 1210 °C.

Siden dielektrikum er ikke-lineært polarisert, finner dielektrisk hysterese sted her. Metning skjer ved punkt «a» i grafen. Ec — tvangskraft, Pc — gjenværende polarisering. Polarisasjonskurven kalles hysteresesløyfen.

På grunn av tendensen til et potensielt energiminimum, så vel som på grunn av defekter som er iboende i deres struktur, blir ferroelektrikk internt delt inn i domener. Domenene har forskjellige polarisasjonsretninger og i fravær av et eksternt felt er deres totale dipolmoment nesten null.

Under påvirkning av det eksterne feltet E forskyves grensene til domenene, og noen av områdene som er polarisert i forhold til feltet bidrar til polariseringen av domenene i retning av feltet E.

Et levende eksempel på en slik struktur er den tetragonale modifikasjonen av BaTiO3.

I et tilstrekkelig sterkt felt E blir krystallen enkeltdomene, og etter å ha slått av det eksterne feltet forblir polarisasjonen (dette er restpolarisasjonen Pc).

For å utjevne volumene til områder med motsatt fortegn, er det nødvendig å påføre prøven et eksternt elektrostatisk felt Ec, et tvangsfelt, i motsatt retning.

Elektrikere

Blant dielektrikkene er det elektriske analoger av permanente magneter - elektroder. Dette er slike spesielle dielektrika som er i stand til å opprettholde polarisering i lang tid selv etter at det eksterne elektriske feltet er slått av.

Piezoelektrikk

I naturen er det dielektriske stoffer som er polarisert av mekanisk påvirkning på dem. Krystallen er polarisert av mekanisk deformasjon. Dette fenomenet er kjent som den piezoelektriske effekten. Det ble åpnet i 1880 av brødrene Jacques og Pierre Curie.

Konklusjonen er følgende. Ved metallelektrodene plassert på overflaten av den piezoelektriske krystallen vil det oppstå en potensialforskjell i øyeblikket av deformasjon av krystallen. Hvis elektrodene er lukket av en ledning, vil en elektrisk strøm vises i kretsen.

Den omvendte piezoelektriske effekten er også mulig — polarisasjonen av krystallen fører til dens deformasjon Når spenning påføres elektrodene som påføres den piezoelektriske krystallen, oppstår en mekanisk deformasjon av krystallen; den vil være proporsjonal med den anvendte feltstyrken E0. For tiden kjenner vitenskapen mer enn 1800 typer piezoelektrikk. Alt ferroelektrisk materiale i den polare fasen viser piezoelektriske egenskaper.

Pyroelektrikk

Noen dielektriske krystaller polariserer når de oppvarmes eller avkjøles, et fenomen kjent som pyroelektrisitet.For eksempel blir den ene enden av en pyroelektrisk prøve negativt ladet når den varmes opp, mens den andre er positivt ladet. Og når den avkjøles, vil den enden som var negativt ladet ved oppvarming bli positivt ladet når den avkjøles. Åpenbart er dette fenomenet relatert til en endring i den første polariseringen av et stoff med en endring i dets temperatur.

Alle pyroelektriske har piezoelektriske egenskaper, men ikke alle piezoelektriske er pyroelektriske. Noen av pyroelektrikkene har ferroelektriske egenskaper, det vil si at de er i stand til spontan polarisering.

Elektrisk forskyvning

Ved grensen til to medier med forskjellige verdier av dielektrisitetskonstanten, endres styrken til det elektrostatiske feltet E kraftig på stedet for skarpe endringer i ε.

For å forenkle beregninger i elektrostatikk ble den elektriske forskyvningsvektoren eller elektrisk induksjon D introdusert.

Siden E1ε1 = E2ε2, så E1ε1ε0 = E2ε2ε0, som betyr:

Det vil si at under overgangen fra et miljø til et annet, forblir den elektriske forskyvningsvektoren uendret, det vil si den elektriske induksjonen. Dette er tydelig vist på figuren:

For en punktladning i et vakuum er den elektriske forskyvningsvektoren:

Som magnetisk fluks for magnetiske felt, bruker elektrostatikk fluksen til en elektrisk forskyvningsvektor.

Så, for et jevnt elektrostatisk felt, når linjene til den elektriske forskyvningsvektoren D krysser området S i en vinkel α til normalen, kan vi skrive:

Ostrogradsky-Gauss-teoremet for vektoren E lar oss få det tilsvarende teoremet for vektoren D.

Så Ostrogradsky-Gauss-teoremet for den elektriske forskyvningsvektoren D høres slik ut:

Fluksen til vektoren D gjennom enhver lukket overflate bestemmes bare av de frie ladningene, ikke av alle ladningene inne i volumet avgrenset av den overflaten.

Som et eksempel kan vi vurdere et problem med to uendelig utvidede dielektrikumer med forskjellige ε og med et grensesnitt mellom to medier penetrert av et eksternt felt E.

Hvis ε2> ε1, så tar man i betraktning at E1n / E2n = ε2 / ε1 og E1t = E2t, siden bare den normale komponenten til vektoren E endres, endres bare retningen til vektoren E.

Vi oppnådde brytningsloven for vektorintensiteten E.

Brytningsloven for en vektor D er lik D = εε0E og dette er illustrert i figuren: