Ana səhifə

Materiale utilizate in sisteme I. T


Yüklə 0.49 Mb.
səhifə1/7
tarix08.05.2016
ölçüsü0.49 Mb.
  1   2   3   4   5   6   7
PARTEA I

MATERIALE UTILIZATE IN SISTEME I.T.

Tema I MATERIALE DIELECTRICE

1.1. DEFINIŢII. CLASIFICARE

Dielectricii sunt materiale care se caracterizează prin stări de polarizaţie electrică cu funcţie de utilizare. Prin stare de polarizaţie electrică se înţelege starea materiei caracterizată prin moment electric al unităţii de volum diferit de zero.

Starea de polarizaţie electrică poate fi temporară dacă depinde de inten­sitatea locală a câmpului electric în care este situat dielectricul şi permanentă dacă nu depinde de intensitatea locală a câmpului electric

Polarizarea temporară poate fi:


  • polarizare de deplasare (electronică sau ionică);

  • polarizare de orientare dipolară.


universală a materiei, fiind uneori denumit şi polarizare optică datorită faptului că intervine în propagarea prin dielectric a câmpurilor electro­magnetice de frecvenţe foarte ridicate situate în domeniul infraroşu, vizibil sau ultraviolet. în general, materia­lele care prezintă numai polarizare de deplasare electronică sunt denu­mite materiale nepolare.


Polarizarea de deplasare ionică (atomică) reprezintă deplasarea limi­tată şi elastică sub acţiunea câmpului electric a ionilor dielectricului (fig. 1.1,6). Acest mecanism de po­larizare este specific dieleetricilor cu legături preponderent ionice.

Polarizarea de orientare dipolara reprezintă orientarea pe direcţia câmpului electric aplicat a momentelor electrice existente în material, mo-



Polarizarea de deplasare electronică reprezintă deplasarea limitată şi elastică, sub acţiunea câmpului electric, a învelişurilor electronice ale atomilor dielectricului (fig. 1.1, a). Acest mecanism de polarizare este o proprietate
mente electrice care, în absenţa câmpului, sunt distribuite aleatoriu sub in­fluenţa energiei termice (fig. 1.1, c). Polarizarea de orientare dipolară este tipică materialelor ale căror molecule prezintă moment electric propriu (mo­lecule polare).

Pentru dielectricii a căror structura conţine defecte pot apărea, sub ac­ţiunea câmpului electric aplicat, deplasări limitate dar inelaslice ale ionilor sau/şi polaronilor, cu localizarea acestora pe defecte ale structurii, pe pereţii intergranulări etc. Astfel de mecanisme de polarizare, denumite uneori pola­rizări structurale, interfaciale, polaronice etc, sunt în general nedorite deoa­rece măresc dependenţa performanţelor dielectrice de frecvenţa câmpului şi de temperatura ambiantă.



Polarizarea permanentă poate fi:

  • spontană (piroelectrică);

  • piezoelectrică.

Polarizarea spontană reprezintă ordonarea dielectrică care apare pe domenii de temperatură în structuri necentrosimetrice cu axă polară în ab­senţa câmpului electric exterior, din condiţii de minimizare a energiei libere a structurii. Deoarece energia liberă este dependentă puternic de temperatură, starea de polarizaţie spontană va depinde de asemenea de temperatură, motiv pentru care acest mecanism de polarizare este denumit polarizare piroelectrică.

Din categoria dielectricilor cu polarizare spontană utilizări practice au cristalele feroelectrice (cristale dielectrice cu polarizare spontană a cărei direcţie, sau sens poate fi schimbată prin acţiunea unui câmp electric exterior).



Polarizarea piezoelectrică reprezintă polarizarea care apare în structurile necentrosimetrice sub acţiunea tensiunilor mecanice aplicate structurii. Cristalele care prezintă polarizare sub acţiunea tensiunilor mecanice (efect piezoeiectric direct) posedă de asemenea şi proprietatea de defor­mare a structurii cristaline sub acţiunea câmpului electric exterior (efect piezo­electric invers).

Stări de polarizaţie cvasipermanente (denumite polarizări de tip electret) pot fi create în anumite tipuri de aielectrici prin tratament termic în câmp electric (termoelectret) iluminare în prezenţa câmpului electric (foto-electret), iradiere cu radiaţii β (pseudoelectret).

De menţionat că într-un dielectric îşi manifestă prezenţa în majoritatea cazurilor nu numai unul, ci mai multe dintre mecanismele de polarizare. Astfel, toate tipurile de polarizare permanentă sunt însoţite şi de polarizare de depla­sare electronică, polarizarea structurală se adaugă în anumite cazuri polari­zării de deplasare ionice etc. Mecanismele de polarizare prezentate condiţio­nează principalele funcţii pe care le îndeplinesc dielectricii, funcţii care îi fac




utilizabili în electronică. In tabelul 1.1 sunt sistematizate aceste funcţii, efectele fizice care le condiţionează, precum şi principalele utilizări.





1.2. FUNCŢIILE DIELECTRICILOR

1.2.1. FUNCŢIA DE DIELECTRIC PENTRU CONDENSATOARE

Interacţiunea unui dielectric izotrop cu câmpul electric este caracteri­zată în domeniul liniar de permitivitatea complexă relativă:



unde este reprezentarea în complex simplificat a inducţiei câmpului electric; — reprezentarea în complex simplificat a intensităţii câmpului electric;



, permitivitatea vidului.

Un material dielectric cu permitivitatea complexă relativă se introduce între armăturile unui condensator avînd în vid capacitatea Co (fig. 1.3).

In aproximaţia că liniile câmpului electric se închid în întregime prin ma­terial (efectele de margine sunt neglijabile), admitanţa la bornele condensa­torului are expresia








Deci condensatorul cu material dielectric între armături este echivalent unui condensator fără pierderi avînd capacitatea de ori mai mare (Cech = =) şi unei rezistenţe de pierderi în paralel de valoare . Din schema echivalentă se observă că , partea reală a permitivităţii com­plexe relative, caracterizează dielectricul din punctul de vedere al capaci­tăţii sale de a se polariza, iar partea imaginară , din punctul de vedere al pierderilor de energie în material.

Principala funcţie pe care dielectricul o îndeplineşte prin introducerea sa între armăturile condensatorului constă deci, indiferent de mecanismul său de polarizare, în creşterea de ori a capacităţii condensatorului la aceleaşi dimensiuni geometrice. Proprietatea este larg utilizată atât în teh­nica condensatoarelor discrete, cât şi în cea a circuitelor integrate hibride. Inevitabil, prin introducerea dielectricului în câmp electric, o parte din ener­gia câmpului se disipă în material transformîndu-se în majoritatea cazurilor în căldură. Energia disipată în unitate de timp în material sub influenţa şi pe seama câmpului electric, constituie pierderile în dielectric.

Se defineşte ca tangenta a unghiului de pierderi al materialului (fig. 1.3) raportul:

unde Pa şi Pr sint respectiv puterea activă şi puterea reactivă la bornele condensatorului.

Inversul tangentei unghiului de pierderi se numeşte factor de calitate al
materialului dielectric



Intr-un dielectric anizotrop liniar, permitivitatea complexă relativă se defineşte analog relaţiei (1.1) ca un tensor de proporţionalitate între vectorii inducţiei şi intensitate a câmpului electric

unde


este matricea asociată reprezentării în complex simplificat a vectorului inducţiei electrică ;

matricea asociată reprezentării în complex simplificat a vectorului câmp electric.


Tensorul permitivitate complexă relativă este deci un tensor de ordinul


doi in spaţiul tridimensional. Din consideraţii termodinamice rezultă că ten­-
sorul permitivităţii dielectrice este simetric avînd următoarea
formă generală:


Numărul componentelor independente şi nenule ale acestui tensor se reduce şi mai mult în funcţie de simetria cristalină a dielectricului anizo­trop.

1.2.2. FUNCŢIA DE IZOLAŢIE ELECTRICĂ

Pierderile în dielectrici fiind în general reduse, valoarea rezistenţei echi­valente Rech din figura 1.3 este mare, adică dielectricii îndeplinesc în foarte bune condiţiuni funcţia de izolaţie între piese conductoare de cele mai di­verse tipuri. Aceste materiale sunt folosite în electronică pentru fabricarea pieselor şi subansamblelor electroizolante discrete (socluri, comutatoare, clape, casete etc.) şi pentru impregnarea, umplerea sau protecţia componentelor discrete şi circuitelor integrate. In acest scop, materialul trebuie să prezinte simultan cu valoarea ridicată a rezistenţei de izolaţie, o permitivitate redusă, adică o valoare mică a capacităţii echivalente Cech din figura 1.3, pentru a evita cuplajul capacitiv între piesele izolate, în special pentru domeniul frecvenţelor inalte.

In câmpuri electrice intense, dielectricul pierde proprietatea sa de izolaţie

prin străpungere dielectrică. Valoarea intensităţii câmpului la care acest fe­nomen se produce poartă numele de rigiditate diehetrică. In electronică sunt în general necesare rigidităţi dielectrice mari, condiţionate nu atât de tensiuni de lucru ridicate (în multe cazuri de ordinul volţilor sau zecilor de volţi), cât mai ales de grosimi foarte mici ale izolanţilor (uzual de ordinul micrometrilor).

1.2.3. FUNCŢII NELINIARE Şl PARAMETRICE

Pentru clasa cristalelor feroelectrice, permitivitatea reală relativă este dependentă de valoarea efectivă a câmpului electric alternativ şi de inten­sitatea câmpului electric continuu aplicate dielectricului

Această dependenţă este utilizată pentru realizarea unor funcţii de circuit neliniare şi parametrice bazate în principal pe apli­carea la bornele unui condensator cu feroelectric, neliniar a unei tensiuni de-comandă (continuă sau de frecvenţă joasă) şi introducerea acestui condensator într-un circuit de sarcină de frecvenţă ridicată. In funcţie de valoarea ten­siunii de comandă, permitivitatea reală a feroelectricului, deci capacitatea condensatorului neliniar va varia, modificând astfel curentul prin circuitul de sarcină. Pe acest principiu, cu modificări corespunzătoare ale schemelor se realizează: amplificatoare dielectrice, stabilizatoare dielectrice de curent şi de tensiune, modulatoare diplectrice pentru modulaţie de amplitudine sau mo­dulaţie de fază.

1.2.4. FUNCŢIA DE TRADUCTOR PIEZOELECTRIC

Cristalele cu polarizare piezoelectrică îndeplinesc în dispozitive atât funcţia de traductor piezoelectric direct, transformînd energia mecanică în energie electrică (microfoane cu cristal, doze pick-up generatoare de tensiune înaltă pentru aprindere etc.), cât şi funcţia de traductor piezoelectric invers translormând energia electrică în energie mecanică (traductoare pentru cură­ţire cu ultrasunete, traductoare pentru sudură cu ultrasunete, antene emiţătoare de ultrasunete etc).

Efectul piezoelectric se află de asemenea la baza familiei de dispozitive
funcţionale cu undă elastică de volum (rezonatoare, transformatoare cera-
mice, filtre) sau cu undă elastică de suprafaţă (filtre trece-bandă nedispersive
sau dispersive, filtre optimale, codoare şi decodoare pentru semnale modu-
late în fază, lini de întîrziere).

1.2.5. FUNCŢIA DE TRADUCTOR ELECTROOPTIC

Proprietăţile electrooptice ale cristalelor cu polarizare spontană (cris­talele feroelectrice, cristalele lichide) permit acestora îndeplinirea funcţiei de modulare comandată electric a intensităţii unui fascicul luminos transmis sau reflectat de către dielectric. Pe baza acestei funcţii se realizează diapozi­tivele de afişaj alfa-numerice sau analogice şi memoriile optodielectrice de mare capacitate.Interacţiunea undelor luminoase şi a undelor elastice în interiorul sau la suprafaţa unui mediu dielectric permite realizarea funcţiei de deflexie, comandată electric, a unui fascicul luminos, care se propagă prin dielectric.

1.2.6. FUNCŢIA DE TRADUCTOR PiROELECTRlC

Variaţia cu temperatura a polarizaţiei spontane a cristalelor feroelectrice permite acestora îndeplinirea funcţiei de transformare a fluxului incident de energie în energie electrică. Pe acest principiu se realizează traductoarele piroelectrice în infraroşu (banda 2 ... 35 μm), precum şi detectoarele în unde milimetrice şi submilimetrice.

1.2.7. FUNCŢIA DE ELECTRET

Polarizaţia remanentă de lungă durată a electreţilor permite crearea unui câmp electrostatic în interstiţiul dielectric-armătură câmp util în aparate ca: electrometre, dozimetre, filtre pentru gaze. Variaţia câmpului electro­static prin varierea interstitiului permite realizarea traductoarelor de vibraţii şi a microfoanelor cu electret.

1.3.3 PIERDERI PRIN CONDUCŢIE ÎN DIELECTRICI


Dielectricii reali posedă o concentraţie, obişnuit foarte mică, de sarcini electrice “libere” (electroni, goluri, ioni) care se pot deplasa sub actiunea câmpului electric aplicat, dând naştere curentului de conducţie. Proprietăţile conductoare sunt caracterizate macroscopic prin valoarea reyistivităţii volumetrice δ (sau a inversului acesteia, conductivitatea volumetrică σ ), iar în cazurile în care intervine şi conducţie superficială, de exemplu prin dielectricii solizi, prin reyistivitate superficială ρs (sau inversul acesteia, conductivitatea superficială σs)

În dielectricii gazoşi, conducţia electrică se datorează ionilor şi electronilor liberi care apar prin ionizarea datorată factorilor externi (radiaţii ultraviolete, radioactive, Roentgen, cosmice, încălzirea puternică a dielectricului) sau prin ionizarea prin ciocnirea de moleculele gazului a particulelor încărcate accelerate de câmp. Pentru câmpurile electrice puţin intense (sub 105 V/m) ionizarea sub acţiunea factorilor externi este singura posibilă. Pe acest domeniu, curentul electric este la inceput proporţional cu tensiunea , după care intervine un fenomen de saturaţie (pentru U>Us)pe măsură ce toţi purtătorii de sarcină creaţi de factorii externi ajung la electrozi. Curentul rămâne constant cu creşterea până când, datorită vitezei mari a purtătorilor de sarcină, se creayă condiţiile ionizării prin ciocnire (U>Ustr). Până la apariţia ionizărilor prin ciocnire, dielectricii gazosi au conductibilitate volumetrică destul de mică (de exemplu, în condiţiile normale densitatea curentului de saturaţie în aer este de ordinul 10-19 A/cm2).

Conducţia electrică în dielectricii lichizi este strâns legată de structura moleculelor lichidelor. În lichidele cu polarizare de deplasare conducţia electrică depinde esenţial de existenţa impulsurilor disociate în lichid. În acest caz, purificarea dielectricului conduce la o creştere insemnată a rezistivităţii volumetrice prin trecerea de lungă durată a curentului electric prin dielectricul lichid; se obţine astfel o purificare electrică prin deplasarea ionilor impurităţilor la electrozi. Creşterea temperaturii conduce la creşterea conductivităţii volumetrice atât prin creşterea gradului de disociere, cât mai ales prin creşterea mobilităţii purtătorilor de sarcină. Dependenţa conductivităţii volumetrice de temperatură absolută este de tip exponenţial:

unde a şi A sunt constante care caracterizează dielectricul lichid cinsiderat (dependenţa acestor constante de temperatură fiind slabă).

În dielectricii solizi, pentru câmpuri inferioare valorilor 105-106 V/m, conducţia electrică este preponderent ionică şi se datorează în special defectelor de tip Frenkel şi Schottkz din structura dielectricului. Concentraţia acestor defecte în cristal la echilibru termic depinde de temperatură după o lege de tipulŞ

u nde W’ este energia de generare a defectului;

B’ este constanta de material.

Mobilitatea ionilor sau vacan’ele ionice depind de asemenea puternic de temperatură


unde W’’ este energia de activare a deplasării ionului sau vacanţeiş

B’’ este constanta de material

Din aceste doua relaţii reyultă că conductivitatea ionuică depinde de temperatură după o lege de tipul:


unde B şi b sunt constante de material foarte slab dependente de temperatură.

Natura ionilor care produc conducţia electrică depinde de tipul legăturii în dielectric Pentru dielectricii cu legaturi preponderent covalente, conducţia este legată în primul rând de prezenţa ionilor impuritate . În acest caz poate fi obţinută o purificare electrică prin trecerea îndelungată a curentului prin dielectric. Pentru dielectricii solizi cu structură ionică, conducţia se datorează, atât deplasării ionilor impurităţilor (în special la temperaturi joase), cât şi ionilor principali ai reţelei aflate în defectele acesteia. În cazul în care curentul în dielectric este datorat deplasării mai multor tipuri de ioni, relaţia se transformă într-o sumă

Conducţia electronică (electroni şi goluri ) în dielectricii soliyi la câmpuri sub 106V/m este în general neglijabilă datorită lărgimii mari a zonei interzise

(Eg>5 eV), ceea ce generează o contitate mică de purtători de sarcină liberi.



unde n şi p reprezintă concentraţia electronilor, respectiv golurilor, iar C este o constantă de material (excepţie fac dielectricii impurificaţi controlat pentru a crea, prin metoda valenţei controlate, conducţia de electroni sau goluri, cazul termistoarelor).

Pentru câmpuri electrice mai mari de 106 V/m, conducţia electronică devine importantă, producând ionizări prin ciocnire ale atomului sau ionilor dielectricului (conducţia electrică devine neliniară). La câmpuri peste 108 V/m aceste ionizări conduc străpungeri dielectricului.

La suprafaţa dielectricilor solizi, conducţia electrică este condiţionată îndeosebi de prezenţa umidităţii. Din acest punct de vedere dielectricii solizi pot fi împărţiţi în trei grupe:


  • dielectrici insolubili în apa, pentru care rezistivitatea superficială are valori mari şi depinde foarte puţin de umiditatea mediului ambiantş

  • dielecrici parţial solubili în apa, pentru care rezistivitatea superficială este scazută şi depinde în mare măsură de umiditateş

  • dielectrici cu structură poroasă care, datorită structurii lor au o mică rezistivitate în mediul umed.

Pentru toate tipurile de dielectrici solizi îndepărtarea impurităţilor de pe suprafata dielectricului (cu condiţia ca aceste impurităţi să poată fi îndepărtate, adică să nu constituie o parte componentă a materialului) conduce la creşterea rezistivităţii superficiale.

În cazul real al existenţei pierderilor prin conducţie electrică, dependenţa

între permitivitatea complexă relativă şi conductivitate (care caracterizează materialul din punct de vedere al pierderilor) se obţine considderând un dielectric cu pierderi prin conducţie între armăturile de formă oarecare ale unui condensator. Pentru o sarcină Q înmagazinată pe armături sub diferenţa de potenţiel U ferma liniilor de câmp electric şi de curent de conducţie vor coincide deoarece:

unde J este vectorul densitate a curentului de conducţie. Notând cu I intensitatea curentului de conducţie şi definind o suprafaţă inchisă Σ care intersectează totalitatea liniilor de câmp şi conţine în interior sarcina înmagazinată pe armatura superioară, atunci raportul are expresia:



În alt mod raportul se poate exprima prin




unde C=εstC0 reprezintă capacitatea condensatorului cu dielectric între armături, iar rp- rezistenţa de pierderi prin conducţie. Deci, ţinând seama de pierderile prin conducţie, condensatorul cu dielectric între armături are schema echivalentă a unui condensator în paralel cu o rezistenţă, constanta în timp a grupului condensator-rezistenţă rezultat din egalitatea celor doua relaţii de mai sus:

Schema echivalentă este valobilă pentru dielectricii cu polariyare de deplasare la frecvenţe ale cîmpului electric inferioare frecvenţei proprii de rezonanţă a particulelor care se deplasează.


1.6 RIGIDITATEA DIELECTRICĂ

In câmpuri electrice intense, densitatea curentului de conducţie în mate­rialul dielectric nu mai depinde liniar de intensitatea câmpului şi, corespunzător, materialul se străpunge, pierzînd proprietăţile izolante.

1.6.1. RIGIDITATEA DIELECTRICILOR GAZOŞI

In dielectricii gazoşi străpungerea se datoreşte în majoritatea cazurilor ionizărilor prin ciocnire. Prin acest mecanism străpungerea se produce atunci cînd energia cinetică, a purtătorilor de sarcină liberi (electroni şi ioni), acce­leraţi de câmpul electric, este suficientă pentru a produce ionizarea prin cioc­nire a moleculelor gazului. Datorită drumului liber mijlociu mare al purtă-

torilor de sarcină în gaze, deci a unei energii mari acumulate sub acţiunea, cîm-pului între două ciocniri, rigiditatea dielectrică a gazelor la presiunea normală nu este prea ridicată (pentru aer la presiunea normală Estr = 3 MV/m).

Creşterea presiunii gazului, prin micşorarea drumului liber mijlociu, con­duce la creşterea rigidităţii. De asemenea, micşorarea presiunii conduce la creşterea rigidităţii datorită micşorării probabilităţii de ciocnire a purtăto­rilor acceleraţi cu moleculele gazului. Rigiditatea gazelor în câmp omogen variază în funcţie de frecvenţă. (Eslr0 este rigi­ditatea pentru câmp electric continuu). Pentru frecvenţe joase se constată o scădere a rigidităţii datorită acumulării de sarcini de volum în gaz din cauza vitezelor diferite ale ionilor pozitivi şi electronilor. Prin creşterea frecvenţei, rigiditatea creşte deoarece durata procesului de ionzare prin ciocnire (de or­dinul 10-7... 10-8 s) devine comparabilă cu semiperioada câmpului electric alternativ.

Străpungerea gazelor în câmp neomogen se deosebeşte mult de străpun-­
gerea în câmp omogen. Un tip de străpungere în câmp neomogen este descăr­-
carea parţială sub formă de efect corona în zonele în care intensitatea câmpului
atinge valorile de străpungere. De asemenea, străpungerea aerului la suprafaţa
dielectricilor solizi (conturnarea superficială) se datoreşte tot unor străpungeri
în câmpuri neomogene. Apariţia conturnării superficiale este determinată atât
de forma liniilor câmpului eletric condiţionată de configuraţia electrozilor şi
dielectricului cât şi de frecvenţa câmpului, de starea suprafeţei dielectricului,
de presiunea aerului.

1.6.2. RIGIDITATEA DIELECTRICILOR LICHIZI

In cazul dielectricilor lichizi în stare de puritate înaintată, străpungerea se datoreşte de asemenea unui mecanism de ionizare prin ciocnire. Intrucât drumul liber mijlociu al purtătorilor de sarcină este în acest caz mult mai mic decât în cazul dielectriecilor gazoşi, rigiditatea dielectrică este mult mai ridi­cată, puţind atinge 100 MV/m.

Pentru dielectricii lichizi de puritate tehnică ridigitatea este însă mult mai mai mică datorită unor adaosuri ca: apă, bule de gaze, particule mecanice mărunte. Sub acţiunea câmpului electric, aceste adaosuri avînd un diferit de al lichidului, se distribuie sub forma unor lanţuri în lungul liniilor de câmp, constituind locurile în care va avea loc străpungerea. In aceste condiţii, rigi­ditatea dielectricilor lichizi depinde esenţial de tipul şi cantitatea adaosurilor conţinute, rămînînd însă în majoritatea cazurilor de ordinul 20 ... 25 MV/m, adică de aproape 10 ori mai ridicată decât rigiditatea gazelor la presiune nor­mală.

Pentru câmpuri de frecvenţă ridicată, în special în cazul lichidelor cu pola­rizare de orientare, pierderile dielectrice conduc la o încălzire a lichidului ceea ce favorizează de asemenea străpungerea prin creşterea numărului de purtători liberi. Rigiditatea dielectrică a lichidelor scade deci cu creşterea frecvenţei.

Restabilirea rigidităţii dieleetrice după ce a avut loc străpungerea este mai puţin perfectă în cazul lichidelor decât in cazul gazelor deoarece lichidul se impurifică cu produsele care s-au format in momentul străpungerii. Cu toate acestea, cazurile de formare a unor scurtcircuite permanente în urma stră­pungerii lichidelor sunt rare şi cu totul particulare.

.

1.6.3. RIGIDITATEA Dl ELECTRICI LOR SOLIZI



Cu toate că drumul liber mijlociu al purtătorilor de sarcină este foarte mic în dielectricii solizi, în comparaţie cu cei lichizi sau gazoşi, totuşi şi în acest caz pot avea loc ionizări prin ciocnire care conduc la străpungere elec­trică. Corespunzător valorii drumului liber mijlociu, rigidităţile dielectrice



sunt în acest caz de ordinul sutelor de MV/m. Rigiditatea are o valoare mai mare în cazul dielectricilor dipolari deoarece pre­zenţa dipolilor sau a grupurilor polare de-favorizează eliberarea electronilor care să participe la străpungere. Prin creşterea tem­peraturii devine posibilă eliberarea_electro-nilor, deci rigiditatea scade mult (curba 1 din fîg 1.23). In cazul dielectricilor nepo­lari, rigiditatea are o valoare mai mică, insa aproape independentă de temperatură până la acele valori ale temperaturii care conduc la pierderea proprietăţilor de corp solid (curba 2 din fig. 1.23).

Străpungerea electrică este o străpun­gere distructivă de scurtă durată, care se

întîlneşte în formă pură destul de rar, numai în cazul materialelor perfect omogene.

Mult mai des, străpungerea dielectricilor solizi neomogeni macroscopic se datoreşte străpungerilor prin ionizare în incluziunile gazoase din dielectric sau în dielectricul lichid de impregnare (străpungere prin ionizare). Dacă în incluziunea gazoasă câmpul atinge o valoare suficientă pentru apariţia stră­pungerii, atunci străpungerea în gaz favorizează în continuare apariţia stră­pungerilor în acea parte a dielectricului solid care se învecinează cu incluziunea. In cazul dielectricilor organici fenomenele care favorizează apariţia străpun­gerilor în solid pot fi grupate în trei categorii:



  • acţiunea nemijlocită asupra dielectricului prin bombardament cu ioni
    şi electroni proveniţi prin ionizarea gazului;

  • acţiunea temperaturilor ridicate generate local prin străpungerea
    incluziunii gazoase;

  • acţiunea chimică asupra dielectricului a produselor rezultate prin
    ionizare a gazului, în special ozonul şi oxizii de azot, care produc oxidări pu­-
    ternice.

Primele două dintre aceste fenomene şi în special primul, acţionează în timp scurt, în timp ce ultimul este un proces de durată. Ca urmare, străpun­gerea prin ionizare a dielectricilor solizi organici se poate produce într-un timp variind de la zecimi de secundă la zeci de ore, în funcţie de preponderenţa unuia sau altuia dintre procesele citate.

In cazul dielectricilor solizi anorganici, care se caracterizează printr-o stabilitate chimică mai ridicată comparativ cu cei organici, străpungerile prin ionizarea incluziunilor gazoase prezintă, în primul rînd, pericolul creşterii locale a temperaturii, ceea ce poate conduce sau la străpungere termică sau la apariţia unor forţe mecanice care să producă fisurarea materialului dielectric.

Străpungerile prin ionizarea dielectricului lichid de impregnare sunt funcţie de natura impregnantului şi a dielectricului impregnat şi trebuie să tie studiate în acele cazuri particulare în care apar.

Prin creşterea temperaturilor de lucru, în dielectricui solid este posibilă apariţia mecanismului de străpungere termică. Străpuncrca termică se da­toreşte diferenţei între Q1, cantitatea de căldură dezvoltată datorită pierde­rilor în dielectric şi Q2, cantitatea de căldură cedată de dielectric mediului am­biant. Diferenţa ΔQ contribuie la creşterea temperaturii dielectricului, adică la creşterea curentului de conducţie electrică, ceea ce măreşte şi mai mult Q1. Această avalanşă termică continuă practic până la distrugerea dielectricului (dielectricii anorganici se topesc, dielectricii organici ard).

Cantitatea de căldură dezvoltată datorită pierderilor în dielectric Q1 creşte cu temperatura acestuia pe seama creşterii pierderilor prin conducţie electrică. Pentru trei valori ale intensităţii câmpului în dielectric El,E2 şi E3, această creştere este reprezentată cu linie plină în figura 1.24, a. Cantitatea de căldură Q2, cedată prin convenţie mediului, variază cu temperatura die­lectricului conform relaţiei


unde αk este coeficientul de convecţie;

S — suprafaţa dielectricului;

θ şi θ0 — temperaturile dielectricului, respectiv mediului ambiant.




Dacă coeficientul de convecţie este constant cu temperatura, atunci Q2 =F2 (θ) reprezintă o linie dreaptă. In cazul în care câmpul în material are valoarea E1, echilibrul termic se sta­bileşte în punctul A, pentru care Q1 = Q2,şi, cu o anumită inerţie, materialul atinge temperatura θ1. Această temperatură este stabilă, în sensul că orice abatere a temperaturii materialului conduce la revenirea în punctul de echilibru. Dacă în material câmpul are valoarea E2, pentru care dreapta Q2 = F2(θ) este tangentă curbei Q1 = F1 (θ), atunci punctul de echi­libru termic B este instabil. Orice variaţie în sensul creşterii temperaturii ma­terialului conduce la creşterea cantităţii de căldură dezvoltată datorită pier­derilor, ceea ce creşte şi mai mult temperatura dielectricului. Pentru câmpul E2 şi pentru orice altă valoare mai mare decât a acestuia dielectricul se străpunge termic dacă temperatura mediului este θO. Câmpul limită la care are loc stră­pungerea, numit câmp de străpungere termică, nu este o proprietate intrinsecă a materialului dielectric, depinzînd de temperatura mediului ambiant, de dimensiunile şi posibilităţile de răcire ale dielectricului, de durata câmpului aplicat. Câmpul de străpungere termică scade atunci cînd temperatura mediului ambiant creşte. Valoarea câmpului de străpungere termică depinde de asemenea de durata aplicării câmpului (datorită iner­ţiei termice a materialului). Această valoare este cu atât mai mare cu cât durata impulsului este mai mică. Străpungerea termică este esenţială în dielectricii în care au loc pierderi mari în condiţiile unor câmpuri puternice (izolatoare, carcasele bobinelor de putere, condensatoare de putere). Practic însă, în domeniul temperaturilor normale ale mediului şi a câmpurilor de scurtă durată, străpungerea termică cedează locul străpungerii electrice sau străpungerii prin ionizare care, în aceste domenii, au valori mai mici ale câmpului de străpungere.

La o acţiune îndelungată a câmpului continuu în dielectric pot apărea procese electrochimice care conduc la distrugerea diclectricului şi, în ultimă instanţă, la străpungere. Acest tip de străpungere, denumit străpungere elec-trochimică este condiţionat de existenţa unu curent de conducţie de natură ionică în dielectric. Temperaturile ridicate, favorizînd atât conducţia, cât şi reacţiile chimice accelerează străpungerea electrochimică a dielectricilor care, în caz general, este un proces de lungă durată de ordinul a sute si mii de ore.

Pentru un anumit tip de material dielectric, în funcţie de natura sa şi de condiţiile specifice de utilizare, predomină unul sau altul dintre cele patru mecanisme de străpungere citate pentru dielectricii solizi. Adesea, pentru un acelaşi tip de material, mecanismul de străpungere se poate modifica sau se poate obţine trecerea de la un mecanism de străpungere la celălalt (de exemplu,

de la străpungerea prin ionizare sau străpungerea electrochimică se poate trece la străpungerea termică). Tabelul 1.2 conţine, comparativ, duratele de acţiune ale celor patru mecanisme de străpungere a dielectricilor solizi.
TABELUL 1.2
Duratele de declanşare ale mecnismelor de străpungere în dielectric


Fracţiuni de secundă

Secunde

Minute

Ore

Zeci de ore

Sute şi mii de ore

Străpungere electrică




Strapungere termică







Străpungere prin ionizare







Străpungere electrochimică

Trebuie de asemenea specificat că, pentru majoritatea dielectricilor solizi, valoarea câmpului de străpungere depinde puternic de gradul de omogenitate a câmpului aplicat, de omogenitatea materialului şi grosimea probei. De aceea în literatură se întîlnesc, pentru un acelaşi material, o diversitate de valori ale câmpului de străpungere depinzînd de condiţiile concrete în care a avut loc măsurarea.


1.8. POLARIZAREA SPONTANĂ A DIELECTRICILOR SOLIZI
1.8.1. MODELUL DIELECTRICILOR CU POLARIZARE SPONTANĂ

Celula elementară a unui cristal cu legături ionice sau parţial ionice poate avea polarizare spontană (moment electric diferit de zero în absenţa câmpului electric din exterior) prin unul din următoarele mecanisme de polarizare :

- polarizare de deplasare electronică sub acţiunea câmpului electric datorat celorlalţi ioni ai reţelei (câmp electric cristalin). Calculul câmpului cristalin, deci calculul polarizarii electronice dacă polarizabilitatea ionului este cunoscută, teoretic posibil cunoscând distribuţia ionilor în cristal (simetria cristalului). Acest calcul poate fi mult simplificat dacă se ţine seama de anumite considerente de structură. Astfel, dacă un ion se gă-seşte plasat într-un centru de simetrie al reţelei (fig 1,36,a) asupra sa vor acţiona pe considerente de simetrie, componente egale şi opuse ale câmpului intern. Deci, un asemenea ion nu poate avea moment electric propriu datorat polarizării de deplasare electronice . Un ion plasat pe o axă de simetrie (de exemplu axă de simetrie de ordinul doi, fig. 1.36, b) poate avea moment electric propriu numai în lungul axei (dacă axa de simetrie este axa Oz, rezultă pix= 0, piy = 0, piz≠0). Pe aceleaşi considerente, un ion plasat într-un plan de simetrie poate avea moment electric propriu numai în acel plan.
Observaţiile de mai sus permit .unele aprecieri calitative interesante. Astfel, pentru bioxidul de titan TiO2 care cristalizează în sistemul tetragonal , ionul de titan plasat într-un centru de simetrie nu poate fi polari-zat.

Ionii de oxigen, plasaţi pe axe de simetrie de ordinul 2, pot fi polarizaţi în lungul acestei axe. Momentul electric al ionilor de oxigen (notat cu săgeată în fig. 1.37) este orientat în sens opus pentru cei doi oxigeni plasaţi pe aceeaşi axă, astfel încât pe ansamblu celula elementară nu prezintă moment

electric datorat polarizării de deplasare electronice a ionilor (dar prezintă o

puternică polarizare temporară).

Celula elementară a unui cristal poate avea moment electric diferit de zero în absenţa cîmpului electric aplicat din exterior şi datorită polarizării de deplasare ionice (nu coincid centrele sarcinilor pozitive şi negative ale celulei elementare). Vectorul moment electric al celulei elementare prezintă în cristal următoarele simetrii:

-o axă de simetrie de ordinul ∞ care conţine vectorul;

-un plan de simetrie care conţine axa.

Deci, simetria unui moment electric al celulei elementare este de tipul ∞ m. Principiul Neumann afirmă „simetria de structură a unui cristal tre­buie să fie un subgrup al grupului simetriilor punctuale, care descrie proprie­tăţile fizice ale cristalului". Există 10 clase ale grupului simetriilor punctuale (de obicei denumire clase polare) care formează subgrupul clasei de simetrie ∞ m. Acestea sînt:

1, 2, 3, 4, 6, m, mm, 3m, 4 mm, 6 mm.

Deci, numai cristalele care aparţin acestor clase pot avea moment electric al celulei elementare de natura polarizării de deplasare ionice (de exemplu.





dioxidul de titan prezentat anterior, avînd simetria mm nu poate avea polarizare de deplasare ionică a celulei elementare).

În concluzie, momentul electric al celulei elementare este suma vectorială a momentelor electrice ale ionilor celulei (polarizare de deplasare electronică) şi a momentului electric obţinut prin polarizare de deplasare ionică



Un cristal prezintă stare de polarizaţie spontană dacă în absenţa câmpului exterior aplicat (un cristal de tipul dioxidului de titan prenzentat anterior avînd datorită compensării pe celula.

elementară nu poate avea polarizare spontană).

Vectorul polarizaţie spontană este momentul electric al unităţii de volum, adică:


unde N este numărul de celule elementare pe unitatea de volum.

Ca exemplu de reţea ionică posedînd polarizare spontană, se consideră în continuare reţeaua unui monocristal cu simetrie tetragonală (clasa de simetrie 4) a cărui celulă elementară este prezentată în figură. Cationul este deplasat faţă de centrul celulei elementare cu o distanţă δ în lungul axei Oz, celula avînd astfel polarizare de deplasare ionică.

Datorită simetriei acestei reţele (toţi ionii plasaţi pe axe de simetrie de ordinul 4) sub acţiunea câmpului intern ionii au polarizare de deplasare electronică pe direcţia axei. Astfel, polarizarea de deplasare ionică a celulei elementare are aceeaşi direcţie şi sens cu polarizarea de deplasare electronică a ionilor şi cristalul va prezenta polarizare spontană pe direcţia Oz, direcţie care se va numi axă de polarizare spontană.

Energia potenţială a cationului în reţeaua cristalină prezentată în figură se compune din energia oscilaţiilor acestuia în jurul poziţiei de echilibru (oscilaţii care în continuare sînt considerate anarmonice) şi energia sa în cîmpul cristalin. Limitînd la primii doi termeni dezvoltarea în serie a energiei potenţiale a oscilatorului anar-monic şi considerînd energia din centrul celulei elementare ca nivel de referinţă, rezultă ur­mătoarea expresie pentru energia potenţială a cationului.



unde e* este sarcina electrică echivalentă a cationului (mai mică

decît sarcina electronului datorită legăturii parţial ionice).

De remarcat că în relaţia anterioară este ne­
cesar ca b să fie pozitiv pentru a asigura existenţa poziţiei cu

minim de enrgie la distanţă finită.

Celula elementară a clasei de simetri 4

Întrucât existenţa câmpului intern asigură polarizarea spontană a celulei elementare, se poate aprecia în primă aproximaţie directa lor proporţionalitate. La rândul său, polarizarea spontană a celulei datorându-se polarizării de deplasare electronicăşi ionică va fi proporţională cu sarcina echivalentă a cationului şi cu deplasarea sa din poziţia de echilibru. Deci:



Folosind această relaţie în expresia energiei potenţiale rezultăŞ

Poziţiile de extrem ale energiei potenţiale a cationului, poziţii notate cu δ, se obtin prin anularea derivatei expresiei:


Soluţiile ecuaţiei sunt:

În condiţiile în care , singura condiţie reală corespunde unui minim al energiei potenţiale în centrul celulei elementare, situaţie în care cristalul nu prezintă polarizare spontană.

Un minim al energiei potenţiale a cationului într-o poziţie deplasată fată de centru, deci apariţia polarizării spontane, corespunde inegalităţii:



Înmulţind cu ambii membri ai inecuaţiei rezultă:
,
adică pentru apariţia polarizării spontane este necesar ca forţele de interacţiune de natură electrică să depăsească în interiorul cristalului forţele de natură elastică.

Dependenţa energiei potenţiale de poziţia cationului:



  1. minim în centrul celulei elementare

  2. minim într-o poziţie deplasată faţa de centru

Aplicând cristalului un câmp exterior paralel cu polarizaţia spontană , expresia energiei potenţiale a cationului se modifică astfel:



Această dependenţă este reprezentată cu linie întreruptă în figura b. Poziţia de minim a energiei potenţiale va corespunde unui adică un cîmp electric exterior creează o polarizaţie temporară , (de deplasare electronică şi ionică) care se adaugă polarizaţiei spontane a cristalului

Dacă sensul cîmpului exterior este invers sensului polarizaţiei spontane, expresia energiei potenţiale a cationului devine:

dependenţă care este prezentată cu linie—punct în figura b. Poziţia de minim a energiei potenţiale corespunde unui adică polarizaţia cristalului scade deoarece polarizaţia temporară creată de cîmpul exterior este de semn contrar polarizaţiei spontane

Pe măsura creşterii valorii cîmpului exterior antiparalel cu polarizaţia spontană, cele două minime din figura b, tind unul către celălalt, existînd posibilitatea ca minimul corespunzător lui z < 0 să aibă o valoare mai mică decît energia potenţială pe care o are cationul corespunzător minimului din poziţia z > 0. În această situaţie, dacă simetria cristalului permite, cationul A poate comuta în poziţia simetrică fată de centrul celulei, caz în care toate momentele elementare ale ionilor îşi schimbă sensul, adică insăşi polarizaţia spontană a celulei îşi schimbă sensul sub acţiunea câmpului electric exterior.

Această schimbare a sensului polarizaţiei spontane, condiţionată de schimbări în poziţia relativă a ionilor în celula elementară, este posibilă numai în acele cristale pentru care aceste schimbări nu afectează simetria structurii cristaline.

Cristalele dielectrice cu polarizare spontană a cărei direcţie sau sens poate fi schimbată sub acţiunea unui cîmp electric exterior se numesc cristale feroelectrice

Astfel definită, clasa feroelectricelor este o subclasă a clasei dielectricilor cu polarizare spontană. Consideraţiile anterioare reprezintă de asemenea pentru feroelectrici justificarea teoretică a dependenţei de tip histerezis între inducţia şi intensitatea câmpuIui electric.


1.8.2. INTERPRETAREA POLARIZĂRII SPONTANE ŢINÎND SEAMA DE DINAMICA REŢELEI CRISTALINE

În tratarea polarizării de deplasare ionice (paragrafele 1.3.1 şi 1.8.1) ionii
reţelei cristaline au fost consideraţi independenţi şi identici, motiv pentru
care rezultatele obţinute sînt satisfăcute experimental numai pentru frecvenţe mai mici decât frecvenţa proprie de rezonanţă

Să considerăm în continuare un model simplificat sub forma unei reţele liniare biionice (fig. 1.40, în care ionii pozitivi şi negativi au masele M1,


Reţea liniară biionică sub acţiunea unui câmp electric local


respectiv M2). Sub acţiunea câmpului local cristalin , dinamica reţetei satisface următoarele două ecuaţii:

unde u şi v reprezintă deplasările din poziţia de echilibru a ionilor pozitivi şi respectiv negativi, (deplasări considerate identice pentru ioni de acelaşi semn apropiaţi, datorită lungi­milor de undă mari);

c reprezintă constanta de elasticitate a interacţiilor dintre ionii vecini.
În complex simplificat, relaţiile devin:

Din aceste două relaţii rezultă:

Notând cu N numărul de ioni pozitivi şi respectiv negativi pe unitatea de volum, rezultă următoarea expresie pentru momentul electric al unităţii de volum (polarizaţia)



Din relaţia de mai sus şi ţinând cont că ,( cîmpul efectiv este identic cu cîmpul cristalin ), rezultă:

în care sunt valorile părţii reale a permitivităţii dielectrice relative la cîmp electric constant şi respectiv la cîmp electric de frecvenţă foarte mare.

1.9 CRISTALE FEROELECTRICE

1.9.1. FEROELECTRICI CU CATIONI METALICI ÎN INTERSTIŢII OCTAEDRICE FORMATE DIN ANIONI DE OXIGEN
Din această categorie fac parte feroelectricii denumiţi oxidici care sunt oxizi dubli ai unor elemente în special din grupa de tranziţie. Aceşti oxizi cristalizează în structuri de tip perovskit, piroclor, ilmenit etc.

Structurile de tip perovskit au compoziţia ABO3, unde A este un element mono-, bi- sau trivalent, iar B, corespunzător, un elemem penta-, tetra- sau trivalent. Pentru temperaturi mai mari decât temperatura Curie, celula ele­mentară are simetrie cubică cu constanta de reţea de aproximativ 0,4nm.

Cationul B se află într-un interstiţiu octaedric format de şase oxigeni. Astfel, reţeaua de tip perovskit esto o reţea infinită de octaedri de oxigen



avînd vîrfurile comune. In centrul octaedri-lor se află ioni de tip B, iar insterstiţiile din­tre octaedri sunt ocupate de ioni de tip A. Pentru a analiza compactitatea acestei structuri se foloseşte factorul Goldsmidt. unde RARB, R0 sunt razele ionilor A,B,O. Dacă „împachetarea" reţelei este per­fectă (toţi ionii sunt în contact), atunci t = 1. Dacă t≤1, rezultă că ionul A are spaţiu de deplasare în interstiţiul în care este plasat i, în general, structura respec­tivă nu este feroelectrică. Din această cate­gorie fac parte SrTiO3 (t = 0.97), SrZrO3 (t = = 0,91), BaSnO3(t= 0,97), BaZrO3(t = 0,96) etc.





Pot fi feroelectrice numai compoziţiile de tip perovskit pentru care, la temperaturi inferioare unei temperaturi de tranziţie Tc, apar mici deformaţii de la reţeaua cubică. Distorsiunile reţelei cubice pot fi de două tipuri:



  • distorsiuni identice pentru toate celulele elementare, adică periodici-­
    tatea reţelei rămîne aceeaşi; toate compoziţiile aparţinînd acestei familii sunt
    feroeleetrice şi au, în general, factorul Goldsmidt supraunitar; din această
    clasă fac parte următoarele cristale cu simetrie tetragonală pentru temperaturi
    inferioare temperaturii Curie (clasa de simetrie 4 mm): BaTiO3, PbTiO3,
    KNbO3;

  • distorsiunile a două celule elementare adiacente sunt pe direcţii diferite
    şi periodicitatea reţelei distorsionate este un multiplu al periodicităţii reţelei
    cubice originale. Asemenea deformaţii survin dacă ionii A au raze mici (de
    exemplu Na, Ca, Cd) nedecupînd exact spaţiul liber dintre octaedrii de oxigen.
    Octaedrii au în acest caz tendinţa de a pivota în jurul centrului lor de greu­
    tate în scopul micşorării distanţei A— O. De obicei apare şi o uşoară deformare
    a octaedrilor şi o deplasare a ionului A în raport cu centrul de simetrie. Din
    această clasă fac parte cristale care posedă polarizaţie spontană fără a fi
    feroelectrice (de exemplu PbZrO3 care este antiferoelectric, paragraful 1.8.2)
    sau cristale fără polarizaţie spontană, dar cu o puternică polarizaţie tempo­-
    rară, deci cu valori mari ale părţii reale a permitivităţii relative (de exemplu
    CaTiO3. CdTiO3, TiOs, paragraful 1.7.2).

Structurile feroelectrice de tip piroclor au compoziţia A2B2O7, cationii metalici fiind distribuiţi în interstiţiile octaedrice formate din oxigen împreună cu care formează grupuri de tipul [BO6]. Un exemplu de structură feroelectrică de tip piroclor este Cd2Nb3O7 formată dintr-o reţea infinită de octaedri uşor deformabili [NbO6] cu vîrfurile comune. Ionii de Cd şi O rămaşi ocupă inter­stiţiile dintre octaedri. Deosebirea acestei structuri faţă de cea de perovskit constă în distribuirea lanţurilor —O—B—O— care la structura perovskit formează linii drepte, paralele cu axa de simetrie de ordinul 4, in timp ce la structura de tip piroclor formează lanţuri în zigzag aproximativ paralele cu direcţia [110].

O altă structură feroelectrică conţinînd octaedri de oxigen este PbNb206 (structura asemănătoare cu a bronzurilor de wolfram). Octaedrii [NbO6] uşor deformaţi alcătuiesc o reţea spaţială cu vîrfuri comune, astfel încât se formează cicluri alternative din 4 şi 5 octaedri. In spaţiul din interiorul ciclurilor se distribuie ionii de Pb.

Toţi feroelectricii enumeraţi conţin octaedri deformaţi [BO6] care sunt responsabili de apariţia polarizării spontane. Cationul care se distribuie în inte­riorul octaedrului are în general o rază mică si penultima orbită incompletă prin ionizare, astfel încât legătura cu ionii de oxigen este parţial ionică, parţial covalentă. De exemplu, ionul de Ti4+ are raza de 0,064 nm (comparativ cu raza ionului O2- care este 0,132 nm) şi numai opt electroni în loc de 18 pe orbita cu numărul principal 3 (ultima orbită).

La asemenea structuri cu legătură parţial ionică, parţial covalentă, constanta de elasticitate este mică, deci oscilaţiile cationului din interstiţiul octaedric vor fi anarmonice ceea ce, conform relaţiei (1.44), favorizează o poziţie medie deplasată faţă de centrul octaedrului, adică apariţia polarizării spontane.

In general feroelectricii cu cationi metalici în interstiţii octacdrice au valori mari ale părţii reale a permitivităţii relative, ceea ce îi recomandă ca dielectrici in condensatoarele discrete sau în condensatoarele circuitelor hibride.

Titanatul de bariu (BaTiO3) nu este recomandat in acest scop în stare pură deoarece depinde puternic de temperatură (aproximativ 1 400 la 20°C şi 10 000 ... 12 000 în jurul temperaturii Curie, fig. 1.60), iar tangenta unghiului de pierderi este relativ ridicată. Utilizări practice au soluţiile solide între titanatul de bariu şi alte materiale feroelectrice sau neferoelectrice, în scopul obţinerii uneia dintre următoarele trei variante:




  • tangenta unghiului de pier­deri mică, conservînd valori mari
    ale lui prin deplasarea avanta­joasă a punctelor de tranziţie;

  • coeficientul de temperatură al permitivităţii cât mai mic, atenuînd ordonarea în punctele de tran­ziţie (maxim plat).

Pentru deplasarea temperaturii Cutie spre 25oC se folosesc soluţii solide binare feroelectric - neferoelectric. Condiţia fundamentală pen­tru a obţine soluţia solidă este ca razele ionilor substituiţi să fie foar­te apropiate. Astfel se utilizează (Ba1-xSrx) TiO3 (raza Ba2+ este 0,143 nm, iar a Sr2+ 0,127 nm) şi Ba(Ti1-xSnx) O3 (raza ti4+ este 0,064 nm iar a Sn4+0,074nm). Intrucât SrTiO3 şi BaSnO3 nu sunt feroelectrici la temperatura ambiantă, re­zultă că temperatura Curie a celor două soluţii solide va scădea faţă de temperatura Curie a
— partea reală a permitivităţii foarte mare la temperatura ambiantă, deplasînd temperatura Curie spre 20oC; evident, coeficientul de temperatură al permitivităţii acestor materiale nu se poate defini;

titanatului de bariu (fig. 1.61). Pentru prima soluţie solidă, structura [TiO6] responsabila de apariţia feroelectricităţii nu se schimbă, astfel încât temperaturile de tranziţie sunt numai translatate, iar dependenţa = F(T) este foarte ascuţită la temperatura Curie. Pentru a doua soluţie solidă, o parte din ionii Ti4+ sunt înlocuiţi cu Sn4+, deci posibili­tăţile de distorsionare şi polarizare a unor celule sunt mai mici decât ale altora, fiind de aşteptat modificări ale energiei libere a reţelei şi ale tempe­raturilor de tranziţie (liniile întrerupte din fig. 1.61). Rezultă în această situaţie o aplatisare în jurul temperaturii Curie a dependenţei funcţie de temperatură şi o micşorare a pierderilor. Pentru soluţiile solide specificate, se obţin valori ale lui în jur de 2 000 şi tangente ale unghiu­lui de pierderi de aproximativ 10 ∙ 10-4. Dacă se doresc valori mai mari ale lui fie coeficientul de temperatură al permilivităţii este foarte mare (pentru Ba1-xSrx Ti O3), fie pierderile dielectrice sunt mari (pentru BaTi1-xZnxO3).

Soluţia solidă de tipul (1 — x) BaTiO3 + xCaZrO3 conduce de asemenea la micşorarea temperaturii Curie deoarece CaZrO3 este neferoelectric, însă dependenţa temperaturii Curie în funcţie de x nu mai este liniară. Prin creşterea lui x se micşorează valoarea lui la temperatura Curie şi se micşo­rează coeficientul de temperatura al permitivităţii.

In acelaşi scop se utilizează şi soluţii solide ternare BaTiO3— SrTiO3— CaZiO3, cu care se pot obţine valori mari ale lui şi valori acceptabile ale coeficientului său de temperatură.

Soluţiile solide titanat de bariu — oxizi ai metalelor conduc de asemenea la obţinerea unor materiale dielectrice cu permitivitate mare şi coeficient de temperatură mic. Oxizii metalelor bivalente sau tetravalente nu sunt utili deoarece ionii metalici respectivi se substituie ionilor Ba2+, respectiv Ti4+ care astfel ies din reţea şi formează cu o moleculă de BaTiO3 compoziţiile Ba2TiO4 sau respectiv BaTi2O5. Folositori sunt oxizii metalelor trivalente (La3+, Sb3+, Bi3+ cu raza de aproximativ 0,1 nm) sau pentavalente (Nb5+ cu raza de 0,069 nm sau Ta5+ cu raza de 0,068 nm). Variantele cele mai utili­zate sunt (1 — x) BaTiO3 + xLa2O3 şi (1 — x) BaTiO3 + xTa2O5. Pentru valori ale lui x mai mari dccât 4 ∙ 10-3 se obţin atât curbe plate în variaţia




lui cu temperatura cât şi în dependenţa acestuia de tensiunea aplicată şi de frecvenţă.

Cele mai bune rezultate în obţinera unor curbe plate de variaţie a.permitivităţii cu tem­peratura aparţin soluţiilor ternare BaTiO3—CaZrO3 — oxizi metalici. La o concentraţie mai mare de CaZrO3 se separă doua soluţii nemiscibile: soluţia A cu 16% CaZrO3 şi so­luţia B avînd CaZrO3 drept constituent prin­cipal. In prezenţa oxizilor metalici, chiar în proporţii foarte mici, coeficientul de tempe­ratură al permitivităţii este pozitiv pentru soluţia A şi negativ pentru soluţia B, ceea ce permite, pentru anumite concentraţii. Compensarea variaţiilor cu temperatura şi obţinerea maximului plat. Ca performanţe




pentru aceste soluţii ternare se pot obţine în domeniul de temperatură —55 ... + 85°C următoarele variante:



Utilizarea feroelectricilor oxidici în dispozitive electrooptice este condi­ţionată de valorile relativ mari ale coeficienţilor efectului electrooptic spontan, se prezintă spre exemplificare principalii coeficienţi ai efectului electrooptic spontan pătratic pentru BaTiO3.

1.9.2. FEROELECTRICI CU LEGĂTURĂ DE HIDROGEN

Feroelectricii din această clasă au compoziţii complicate şi. de obicei, temperaturi Curie joase. Legătura de hidrogen se formează prin colectivizarea electronului 1 s al hidrogenului cu un atom A electronegativ (legătură co-valentă), dipolul astfel format interacţionînd prin forţa de natură electrostatică cu un alt ion B (natura lui B poate fi identică cu A). Legătura astfel formată A-H ... B este direcţională. Pentru ca legătura de hidrogen să îndeplinească un rol fundamental în apariţia polarizării spontane sunt necesare următoarele:



  • protonul trebuie să aibă două poziţii stabile de echilibru, adică energia sa potenţială în funcţie de distanţă să prezinte două minime;

  • protonul să poată trece sub acţiunea câmpului electric exterior dintr-o
    poziţie de minim în cealaltă (inversarea stării de polarizaţie);

  • funcţia energiei potenţiale a protonului să fie simetrică, astfel încât
    trecerea dintr-un minim în celalalt să nu conducă la schimbarea structurii
    (rezultă că natura ionilor A şi B trebuie să fie identică).

Există două posibilităţi de intervenţie a legăturii de hidrogen în procesul de polarizare spontană. Prima posibilitate survine în cazul în care legătura de hidrogen este distribuită sub unghiuri foarte mici faţă de axa polară a structurii (este cazul sării Seignette KNaC4H4O6 ∙ 4H2O cu temperaturi de tranziţie la - 18°C şi + 24°C). în acest caz, polarizaţia spontană apare ca sumă a momentelor electrice dipolare ale legăturilor de hidrogen şi inversarea stării de polarizaţie rezultă direct prin inversarea sensului momentului electric al legăturii de hidrogen datorită trecerii protonului dintr-o poziţie de echili­bru în cealaltă.

A doua posibilitate intervine în majoritatea cristalelor cu legătură de hidrogen. Polarizaţia spontană este suma momentelor electrice elementare ale unor elemente structurale dependente de legătura de hidrogen care este distri­buită sub unghiuri mari, aproape de 90°, faţă de axa polarizaţiei spontane a structurii. In acest caz trecerea protonului dintr-o stare de echilibru în cea­laltă conduce la o redistribuire a câmpului intern în cristal şi, prin aceasta, la schimbarea sensului momentelor electrice ale elementelor structurale prin­cipale. Din această categorie fac parte, ca materiale reprezentative, dihidro-fosfatul de potasiu (KDP) cu compoziţie KH2PO4, tempertura Curie - 151°C şi sulfatul de triglicină (TGS) cu compoziţia (NH2CH2COOH)3 H2SO4 avînd temperatura Curie 49°C. In ambele cristale legătura de hidrogen are structura O—H ... O distribuită perpendicular pe planul axei polare. Principalele utili­zări ale feroelectricilor cu legătură de hidrogen sunt în dispozitivele electro-optice şi în traductoarele piroelectrice.

1.10. ORDONAREA SPONTANĂ A CRISTALELOR LICHIDE
1.10.1. CLASIFICARE

Cristalele lichide sunt materiale organice care poseda simultan proprietăţi ale lichidului izotrop (fluiditate, curgere, unirea picăturilor prin contact) şi proprietăţi ale solidelor cristaline (existenţa unei ordini la distanţa care condi­ţionează anizotropia principalelor proprietăţi fizice, precum polarizarea şi magnetizarea, conductibilitatea electrică şi termică, refracţia luminii, proprie­tăţile elastice).

Moleculele cristalelor lichide sunt lungi şi de formă rotundă în secţiune, cu moment electric permanent destul de puternic şi cu grupuri uşor polariza-bile. Intre aceste molecule se stabileşte ordine spontană la distanţă asemănă­toare solidelor cristaline, ordine care dictează proprietăţile anizotrope ale cristalului lichid. Starea de cristal lichid se manifestă într-un domeniu de tem­peratură delimitat de două temperaturi de tranziţie. Pentru temperaturi mai mici decât T1 (temperatura de topire) cristalul devine solid, iar pentru tempe­raturi mai mari decât T2 (temperatura de limpezire) devine lichid izotrop.

In funcţie de tipul ordinii la distanţă cristalele lichide se împart în trei grupe: cristale lichide smectice, cristale lichide nematice, cristale lichide coles-terice.



In cristalele lichide smectice (fig. 1.64, b) moleculele formează straturi de aproximativ 20 Å grosime în care moleculele sunt paralele între ele. Faţă de planul stratului, moleculele sunt sau perpendiculare (smectic A) sau înclinate (smectic B, C, D, E). Intr-un cristal lichid smectic, moleculele se pot deplasa in două direcţii în plan şi se pot roti în jurul propriei axe (nu pot trece însă din-tr-un strat în altul).



Cristalele lichide nematice (fig. 1.64, c) sunt mai puţin ordonate decât cele smectice. Axele longitudinale ale moleculelor sunt paralele între ele, insă centrele lor de greutate sunt distribuite aleatoriu. Fiecare moleculă se poate deplasa în toate cele trei direcţii ale spaţiului şi se poate roti în jurul pro­priei axe.

In cristalele lichide colesterice (fig. 1,64, d) moleculele sunt ordonate în straturi, paralele între ele şi paralele cu planul stratului. Direcţia de orientare a moleculelor variază de la un strat la vecinul său într-o maniera elicoidală, axul elicei fiind perpendicular pe direcţiile de orientare ale moleculelor. Impăr­ţirea în straturi paralele este numai formală, deoarece moleculele pot trece dintr-un strat în celălalt cu schimbarea corespunzătoare a orientării (evident, se pot deplasa în două direcţii în planul stratului şi se pot roti în jurul pro­priei axe).

1.12. CRISTALE PIEZOELECTRICE

1-12.1. CRISTALE PIEZOELECTRICE PENTru DlSPOZlTIVE CU UNDĂ ELASTICĂ DE VOLUM

Deşi foarte multe cristale posedă piezoelectricitate, utilizări practice pentru dispozitivele cu undă elastică de volum au relativ puţine, dintre care se detaşează dintre neferoelectrici cuarţul, iar dintre cristalele, feroelectrice titanatul de bariu, titanatul — zirconatul de plumb şi niobatul de sodiu şi potasiu.

  1   2   3   4   5   6   7


Verilənlər bazası müəlliflik hüququ ilə müdafiə olunur ©anasahife.org 2016
rəhbərliyinə müraciət