Dielektrikumok elektromos térben

Az emberiség által ismert összes anyag különböző mértékben képes elektromos áramot vezetni: egyesek jobban, mások rosszabbul, mások alig vezetik azt. E képesség szerint az anyagok három fő osztályba sorolhatók:

• Dielektrikumok;

• Félvezetők;

• Karmesterek.

Az ideális dielektrikum nem tartalmaz olyan töltést, amely jelentős távolságra képes elmozdulni, vagyis az ideális dielektrikumban nincsenek szabad töltések. Külső elektrosztatikus térbe helyezve azonban a dielektrikum reagál rá. Dielektromos polarizáció következik be, vagyis elektromos tér hatására a dielektrikumban lévő töltések elmozdulnak. Ez a tulajdonság, a dielektrikum polarizációs képessége, a dielektrikumok alapvető tulajdonsága.

Így a dielektrikumok polarizációja a polarizálhatóság három összetevőjét tartalmazza:

• Elektronikus;

• Jonna;

• Dipólus (orientáció).

A polarizáció során a töltések elektrosztatikus tér hatására elmozdulnak. Ennek eredményeként minden atom vagy molekula P elektromos momentumot hoz létre.

A dielektrikumon belüli dipólusok töltései kölcsönösen kompenzálódnak, de az elektromos tér forrásául szolgáló elektródák melletti külső felületeken felületfüggő töltések jelennek meg, amelyek a megfelelő elektród töltésével ellentétes előjelűek.

A kapcsolódó E' töltések elektrosztatikus tere mindig a külső E0 elektrosztatikus tér ellen irányul. Kiderült, hogy a dielektrikum belsejében E = E0 — E ' elektromos tér van.

Ha egy paralelepipedon alakú dielektrikumból készült testet E0 erősségű elektrosztatikus térbe helyezünk, akkor elektromos nyomatéka a következő képlettel számítható ki: P = qL = σ'SL = σ'SlCosφ, ahol σ' a kapcsolódó töltések felületi sűrűsége, φ pedig az S területű lap felülete és a vele bezárt normál szög.

Ezen túlmenően, ismerve n — a molekulák koncentrációját a dielektrikum egységnyi térfogatára, és P1 — egy molekula elektromos momentumát, kiszámíthatjuk a polarizációs vektor értékét, vagyis a dielektrikum egységnyi térfogatára jutó elektromos momentumot.

Ha most a V = SlCos φ paralelepipedon térfogatát helyettesítjük, könnyen megállapítható, hogy a polarizációs töltések felületi sűrűsége számszerűen megegyezik a polarizációs vektor normálkomponensével a felület adott pontjában. Ennek logikus következménye, hogy a dielektrikumban indukált E' elektrosztatikus tér csak az alkalmazott külső E elektrosztatikus tér normál komponensére hat.

Miután felírtuk egy molekula elektromos momentumát a feszültség, a polarizálhatóság és a vákuum dielektromos állandója alapján, a polarizációs vektor a következőképpen írható fel:

Ahol α egy adott anyag egy molekulájának polarizálhatósága, χ = nα pedig a dielektromos szuszceptibilitás, egy térfogategységre eső polarizációt jellemző makroszkopikus mennyiség. A dielektromos szuszceptibilitás dimenzió nélküli mennyiség.

Így a keletkező E elektrosztatikus tér E0-hoz képest csak a normál komponens változik. A mező érintőleges összetevője (a felületre érintőlegesen irányítva) nem változik. Ennek eredményeként vektor formában a kapott térerősség értéke felírható:

A létrejövő elektrosztatikus tér erőssége a dielektrikumban egyenlő a külső elektrosztatikus tér erősségének osztva a közeg ε dielektromos állandójával:

A közeg dielektromos állandója ε = 1 + χ a dielektrikum fő jellemzője, és jelzi elektromos tulajdonságait. Ennek a karakterisztikának az a fizikai jelentése, hogy megmutatja, hogy adott dielektromos közegben hányszor kisebb az E térerősség, mint a vákuumban mért E0 térerősség:

Az egyik közegből a másikba való átmenet során az elektrosztatikus tér erőssége élesen megváltozik, és a térerősség dielektromos golyó sugarától való függésének grafikonja olyan közegben, amelynek dielektromos állandója ε2 különbözik a labda dielektromos állandójától Az ε1 ezt tükrözi:

Ferroelektromos

1920 volt a spontán polarizáció jelenségének felfedezésének éve. Az erre a jelenségre érzékeny anyagok csoportját ferroelektromosnak vagy ferroelektromosnak nevezik. A jelenség abból adódik, hogy a ferroelektrikumokra jellemző a tulajdonságok anizotrópiája, amelyben a ferroelektromos jelenségek csak az egyik kristálytengely mentén figyelhetők meg. Az izotróp dielektrikumokban minden molekula azonos módon polarizálódik.Anizotróp esetében - különböző irányokban a polarizációs vektorok iránya eltérő.

A ferroelektromos anyagokat az ε dielektromos állandó magas értékei különböztetik meg egy bizonyos hőmérsékleti tartományban:

Ebben az esetben ε értéke mind a mintára alkalmazott külső E elektrosztatikus tértől, mind a minta történetétől függ. A dielektromos állandó és az elektromos nyomaték itt nemlineárisan függ az E erőtől, ezért a ferroelektromosok a nemlineáris dielektrikumok közé tartoznak.

A ferroelektromokra jellemző a Curie-pont, vagyis egy bizonyos hőmérséklettől és magasabb hőmérséklettől kezdve a ferroelektromos hatás megszűnik. Ebben az esetben másodrendű fázisátalakulás következik be, például bárium-titanát esetében a Curie-pont hőmérséklete + 133 ° C, a Rochelle-só esetében -18 ° C és + 24 ° C között, a lítium-niobát esetében + 1210 °C.

Mivel a dielektrikumok nemlineárisan polarizáltak, itt dielektromos hiszterézis megy végbe. A telítettség a gráf «a» pontjában következik be. Ec — kényszerítő erő, Pc — maradék polarizáció. A polarizációs görbét hiszterézis huroknak nevezzük.

A potenciális energiaminimumra való hajlam, valamint a szerkezetükben rejlő hibák miatt a ferroelektromos elemek belülről tartományokra bomlanak. A tartományok különböző polarizációs irányokkal rendelkeznek, és külső tér hiányában a teljes dipólusmomentumuk közel nulla.

A külső E mező hatására a tartományok határai eltolódnak, és a mezőhöz képest polarizált régiók egy része hozzájárul a tartományok E mező irányú polarizációjához.

Egy ilyen szerkezet szemléletes példája a BaTiO3 tetragonális módosulása.

A kellően erős E térben a kristály egydoménessé válik, a külső tér kikapcsolása után pedig megmarad a polarizáció (ez a Pc maradékpolarizáció).

Az ellentétes előjelű tartományok térfogatának kiegyenlítése érdekében a mintára külső Ec elektrosztatikus mezőt, egy ellentétes irányú koercitív mezőt kell alkalmazni.

Villanyszerelők

A dielektrikumok között vannak az állandó mágnesek elektromos analógjai - elektródák. Ezek olyan speciális dielektrikumok, amelyek a külső elektromos tér kikapcsolása után is képesek hosszú ideig fenntartani a polarizációt.

Piezoelektromos

A természetben vannak olyan dielektrikumok, amelyeket mechanikai hatás polarizál. A kristály mechanikai deformációval polarizálódik. Ezt a jelenséget piezoelektromos hatásnak nevezik. 1880-ban nyitották meg Jacques és Pierre Curie testvérek.

A következtetés a következő. A piezoelektromos kristály felületén elhelyezkedő fémelektródáknál a kristály deformációjának pillanatában potenciálkülönbség lép fel. Ha az elektródákat huzal zárja le, akkor az áramkörben elektromos áram jelenik meg.

Fordított piezoelektromos hatás is lehetséges – a kristály polarizációja deformálódásához vezet.Ha a piezoelektromos kristályra helyezett elektródákra feszültséget kapcsolunk, a kristály mechanikai deformációja következik be; arányos lesz az alkalmazott E0 térerősséggel. Jelenleg a tudomány több mint 1800 piezoelektromos típust ismer. A poláris fázisban lévő összes ferroelektromos anyag piezoelektromos tulajdonságokkal rendelkezik.

Piroelektromos

Egyes dielektromos kristályok polarizálódnak, amikor melegítik vagy lehűtik, ezt a jelenséget piroelektromosságnak nevezik.Például egy piroelektromos minta egyik vége negatív töltésű lesz melegítéskor, míg a másik vége pozitív töltésű. És amikor lehűl, az a vége, amely melegítéskor negatív töltésű volt, lehűléskor pozitív töltésű lesz. Nyilvánvaló, hogy ez a jelenség egy anyag kezdeti polarizációjának megváltozásához kapcsolódik a hőmérséklet változásával.

Minden piroelektromosnak van piezoelektromos tulajdonságok, de nem minden piezoelektromos piroelektromos. A piroelektromos anyagok egy része ferroelektromos tulajdonságokkal rendelkezik, azaz spontán polarizációra képes.

Elektromos elmozdulás

Két különböző dielektromos állandó értékkel rendelkező közeg határán az E elektrosztatikus tér erőssége élesen megváltozik az ε éles változásainak helyén.

Az elektrosztatikai számítások egyszerűsítése érdekében bevezették az elektromos elmozdulásvektort vagy az elektromos indukciót D.

Mivel E1ε1 = E2ε2, akkor E1ε1ε0 = E2ε2ε0, ami azt jelenti:

Vagyis az egyik környezetből a másikba való átmenet során az elektromos elmozdulásvektor változatlan marad, vagyis az elektromos indukció. Ez jól látható az ábrán:

Vákuumban történő ponttöltés esetén az elektromos eltolási vektor:

A mágneses terekhez hasonlóan az elektrosztatika is egy elektromos elmozdulásvektor fluxusát használja fel.

Tehát egyenletes elektrosztatikus tér esetén, amikor a D elektromos elmozdulásvektor vonalai az S tartományt a normálhoz képest α szögben keresztezik, felírhatjuk:

Az E vektorra vonatkozó Ostrogradsky-Gauss tétel lehetővé teszi, hogy megkapjuk a D vektorra vonatkozó megfelelő tételt.

Tehát a D elektromos eltolási vektor Ostrogradsky-Gauss tétele így hangzik:

A D vektor fluxusát bármely zárt felületen csak a szabad töltések határozzák meg, nem pedig az adott felület által határolt térfogaton belüli összes töltés.

Példaként tekinthetünk egy problémát két végtelenül kiterjedt, különböző ε-vel rendelkező dielektrikummal, valamint egy külső E tér által áthatolt két közeg közötti interfészrel.

Ha ε2> ε1, akkor figyelembe véve, hogy E1n / E2n = ε2 / ε1 és E1t = E2t, mivel az E vektornak csak a normálkomponense változik, csak az E vektor iránya változik.

Megkaptuk az E vektorintenzitás fénytörési törvényét.

A D vektor fénytörési törvénye hasonló, mint D = εε0E, és ezt az ábra szemlélteti: