physics_saveliev_2 (535939), страница 15
Текст из файла (страница 15)
7? нулю. Это значение напряженности поля называется коэрцитивной силой. Прн дальнейшем изменении Е получается ветвь 3 петли гистерезиса и т. д. Поведение поляризации сегнетоэлектриков аналогично поведению намагничения ферромагнезиков (см. $54). По этой причине сегнетоэлектрики иногда называют ферроэлектр и к а м и. Сегнетоэлектрпками могут быть только кристаллические вещества, причем такие, у которых отсутствует центр симметрия. Так, например, кристаллы 'сегнетовой соли принадлежат к ромбической системе (см.
т. 1, ф !38). Взаимодействие частиц в кристалле сегнетоэлектрика приводит к тому, что их дипольные моменты спонтанно устанавливаются параллельно друг другу, В исключительных случаях одинаковая ориентация дипольных моментов распространяется на весь кристалл, Обычно же кристалл распадается иа области, в пределах каждой из которых дипольные моменты параллельны друг другу, однако направления поляризации разных областей бывают различны, так что результирующий момент дсего кристалла может быть равен нулю. Области спонтанной (самопроизвольной) поляризации называются также до м е н а м и.
Под действием внешнего поля моменты доменов поворачиваются как целое, устанавливаясь по направлению поля. Для каждого сегнетоэлектрика имеется температура, выше которой вещество утрачивает необычные свойства и становится нормальным диэлектриком. Эта температура называется т о ч к о й К ю р и. Сегнетова соль имеет две точки Кюри: при — 15'С и +22,5'С, причем она ведет себя кзк сегнетоэлектрик лишь в температурном интервале, ограниченном указанными значениями. При температуре ниже — 15'С и выше +22,5'С электрические свойства сегнетовой соли обычны. Очень важное практическое значение имеет открытый советским физиком Б. М. Вулом н его сотрудниками сегнетоэлектркк — метатитанат бария (ВаТ!Оэ), точка Кюри которого равна !25'С.
$20. Прямой и обратный пьезоэлектрический аффект Некоторые кристаллы, не имеющие центра симметрии (в том числе все сегнетоэлектрнки), при деформации поляризуются. Это явление называется п р я м ы м п ь езоэлектрн чески и эффектом или просто пье- зоэлектрическим эффектом. Величина поляризации пропорциональна деформации, а следовательно, в пределах упру~ости и механическому напряжению. При изменении знака деформации знак поляризации меняется также на обратный. Важнейшими пьезоэлектриками (т.
е. пьезоэлектрическими кристаллами) являются кварц, сегнетова соль, метатитанат бария и др. Кристаллы кварца принадлежат к гексагональной системе. Если вырезать нз кристалла кварца пластинку, перпендикулярную к кристаллографической оси а ~п (см. т. $, 9 138), и подвергнутьее сжатию вдоль этой оси, то на гранях + + пластинки появляются, у С 0 связанные заряды (на рис. 43 пластинка расположена так, что кристал- ! лографическая ось с направлена на нас). То же самое происходит, если пластинку подвергнуть растяжению вдоль оси 00, перпендикулярной к кристаллографическим направлениям а и с. В последнем случае эффект называют поперечным, в первом случае — продольным. При изменении знака деформации (т. е, при растяжении вдоль а или сжатии вдоль 00) на гранях пла.
стинки появляются связанные заряды другого знака. Для практического использования пьезоэлектрического эффекта на грани пластинки накладывают металлические обкладки. Если эти обкладки включить в замкнутую цепь, |о при изменениях деформации кристалла в цепи будут возникать импульсы тока. Такие процессы протекают, например, в пьезоэлектрическом микрофоне — знакопеременная деформация пластинки под действием звуковой волны преобразуешься в переменный ток той же частоты. Пьезоэлектрический эффект имеет следующее объяснение. Решетку всякого кристалла можно представить в виде нескольких образованных разными атомами илн группами атомов более простых решеток, вставленных друг в друга.
Если кристалл не имеет центра симметрии, 79 то при деформации происходит сдвиг простых решеток друг относительно друга, который может вызвать появление у кристалла электрического момента, Наряду с описанным выше прямым эффектом, у пьезоэлектрических кристаллов наблюдается о б р а т н ы й эффект, заключающийся в том, что поляризация под действием электрического поля сопровождается механическими деформациями кристалла: Таким образом, если на металлические обкладки изображенной на рис. 43 пластинки подать переменное электрическое напряжение, то пластинка будет попеременно растягиваться и сжиматься вдоль оси а (одновременно происходят сжатие и растяжение вдоль оси 00), т. е. в ней возбудятся механические колебания.
Эти колебания станут особенно интенсивными, если частота переменного напряжения совпадает с собственной (резонансной) частотой пластинки. Такие настроенные в резонанс пьезоэлектрические пластинки используются для возбуждения ультразвуконых волн (см; т. 1, $ 90), для стабилизации частоты генераторов эле~)трическнх колебаний в радиотехнике н т. и. Обратный пьезоэлектрический эффект следует отличать от электрострикции. Последняя имеет место во всех диэлектриках — твердых, жидких и газообразных. Пьезоэлектрический эффект возникает только в некоторых кристаллах.
Далее,' деформация при электрострикцин зависит от поля квадратично н при изменении направления поля знака не меняет. Пьезоэлектрический эффект зависит от поля линейно и при изменении направления поля меняет знак. ГЛАВА 1!! ПРОВОДНИКИ В ЭЛЕКТРИЧЕСКОМ ПОЛЕ $ 21. Равновесие зарядов на проводнике Носители заряда в проводнике способны переме. щаться под действием сколь угодно малой силы. Позтому равновесие зарядов на проводнике может наблюдаться лишь при выполнении следующих условий: 1.
Напряженность поли всюду внутри проводника должна быть равна нулю (2!.!) Е = О. В соответствии с (1!.3) зто означает, что потенциал внутри проводника должен быть постоянным (ар=сопя(). 2. Напряженность поля на поверхности проводника должна быть в каждой точке направлена по нормали к поверхности Е=Е„. (21.2) Следовательно, в случае равновесия зарядов поверхность проводника будет эквипотенцнальной. Если проводящему телу сообщить некоторый заряд д, то он распределится так, чтобы соблюдались условия равновесия. Представим себе мысленно произвольную замкнутую поверхность, полностью заключенную в пределах тела.
Поскольку при равновесии зарядов поле в каждой точке внутри проводника отсутствует, поток вектора электрического смешения через поверхность равен нулю. Согласно теореме Гаусса алгебраическая сумма зарядов внутри поверхности также будет 6 И. в, Савельев, т. н равна нулю. Это справедливо для поверхности любых размеров, проведенной внутри проводника произвольным образом.
Следовательно, при равновесии ни в каком месте внутри проводника не может быть избыточных зарядов — все опи расположатся по поверхности проводника с некоторой плотностью и. Так как в состоянии равновесия внутри проводника избыточных зарядов нет, удаление вещества из некоторого объема, взятого внутри проводника, никак пе отразится на равновесном расположении зарядов.
Таким образом, избыточный заряд распределяется на полом проводнике так же, как и на сплошном, т. е. по его наружной поверхности, На поверхности полости в состоянии равновесия избыточные заряды располагаться не могут. Этот вывод вытекает также из того, что одноименные элементарные заряды, образующие данный заряд д, взаимно отталкиваются и, следовательно, стремятся расположиться Рис. 44.
на наибольшем расстоянии друг от друга. Рассмотрим небольшую цилиндрическую поверхность, образованную нормалями к поверхности проводника и основаниями величины д5, одно из которых расположено внутри, а другое вне проводника (рис. 44). Поток вектора электрического смещения через эту поверхность равен 0п5, где .0 — величина смещения в непосредственной близости к поверхности проводника.
Действительно, поток через внутреннюю часть цилиндрической поверхности равен нулю, так как внутри проводника Е, а значит и Р, равно нулю. Вне проводника в непосредственной близости к нему напряженность поля Е направлена по нормали к поверхности проводника. Следовательно, для выступающей наружу боковой поверхности цилиндра 0 = О, а для внешнего основа. ния 0„= 0 (внешнее основание предполагается расположенным очень близко к поверхности проводника). Внутрь цилиндра попадает свободный заряд ос(5 (о— плотность заряда в данной точке поверхности проводника). Применяя к цилиндрической поверхности теорему Гаусса, получим 0с(5 = ап5, т. е. 0 = и. Отсюда для напряженности поля вблизи поверхности проводника получаем Е= —, (2!.3) где е — относительная диэлектрическая проницаемость среды, окружающей проводник (ср.
этот результат с формулами (8.9) и (8.! !) для цилиндра и сферы, находящихся в вакууме). В гауссоаоа систетге ата формула имеет аии 4иа Е= —. е (2!А) Рассмотрим поле, создаваемое изображенным на рис. 45 заряженным проводником. На больших расстояниях от проводника эквипатенциальные поверхности Рис. 4Б. ямеют характерную для точечного заряда форму сферы (на рисунке для экономии места сферическая поверхность изображена на небольшом расстоянии от проводника; пунктиром показаны линии напряженности поля).
![](https://s.studizba.com/z.php?f=/templates/si/i/noavatar.png&w=100&h=100&t=1"){kind=avatar}
