Реферат: Радиоматериалы и радиокомпоненты
Министерствообщего и профессионального образования Российской Федерации
ТОМСКИЙ ГОСУДАРСТВЕННЫЙ УНИВЕРСИТЕТ
СИСТЕМ УПРАВЛЕНИЯ И РАДИОЭЛЕКТРОНИКИ
(ТУСУР)
Кафедра КУДР
РЕФЕРАТ
Проверил
Преподаватель кафедры КУДР
__________Кистенева
«___»сентября 2001 г.
Выполнил
студент группы 49В
__________Попов С. В.
«___» сентября 2001 г.
г. Томск
2001 г.
Содержание
1. Металлы… 3
1.1 Зонная энергетическая структура металлов. 3
1.2 Основные электрические параметры металлов. 5
1.3 удельное сопротивление чистых металлов. 6
1.4 Электрические свойства металлических сплавов. 8
2. Диэлектрики. 10
2.1 Функции, выполняемые диэлектриками в РЭА… 10
2.2 Виды поляризаций. 10
2.3 Диэлектрические потери. 12
3. Магнитные материалы. 14
3.1. Классификация веществ по магнитным свойствам… 14
3.2. Классификация магнитных материалов. 15
3.3 Ферриты… 15
3.3.1 Особенности ферримагнетиков. 16
3.4 Природа обменноговзаимодействия. 17
3.5 зависимость магнитных свойств от температуры… 19
Список литературы… 21
1. Металлы1.1 Зоннаяэнергетическая структура металлов
Чтобы понять,почему металлы обладают значительной проводимостью, намного большей, чемпроводимость диэлектриков и полупроводников, следует рассмотреть каковаструктура их энергетических зон.
Визолированном атоме имеется ряд разрешённых уровней энергии, которые могут быть«заселены» электронами (рис. 1.1, а). Если атомов много, но они удалены надостаточно большие расстояния друг от друга, структура энергетических уровнейне изменяется, а электроны по-прежнему оказываются локализованными вблизи своихядер. При конденсации вещества и при образовании кристаллической решётки твёрдоготела все имеющиеся у атомов данного типа электронные уровни (как заполненныеэлектронами, так и незаполненные) несколько смещаются вследствие воздействиясоседних атомов друг на друга. В частности, притяжение электронов одного атомаядром соседнего снижет высоту потенциального барьера, разделяющего электроны вуединённых атомах. Главное состоит в том, что при сближении атомов происходитперекрытие электронных оболочек, а это в свою очередь существенно изменяетхарактер движения электронов. Благодаря перекрытию оболочек электроны могут безизменения энергии посредством обмена переходить от одного атома к другому, тоесть перемещаться по кристаллу. Обменное взаимодействие имеет чистоквантовую природу и является следствием неразличимости электронов. В этом случаеуже нельзя говорить о принадлежности того или иного электрона определённомуатому – каждый валентный электрон всем атомам кристаллической решёткиодновременно. Иными словами, при перекрытии электронных оболочек происходитобобществление электронов.
Вследствиеобменного взаимодействия дискретные энергетические уровни изолированного атомарасщепляются в энергетические зоны (рисунок 1.1, б). Разрешенные энергетическиезоны разделены запрещёнными интервалами энергии (запрещёнными зонами — ЗЗ).Уровни энергии внутренних оболочек, которые локализованы вблизи ядра и неподвержены сильному возмущению со стороны окружающих атомов, расщепляютсяменьше, чем уровни валентных (внешних) электронов.
/>/>/>/>/>/>Уровни возбуждённого атома
/> /> /> /> /> /> /> /> /> /> /> /> <td/> /> />/>/>/>/> ЗП
/>
ЗЗ
/>
/>/>/>/> ВЗ
/>
Уровеньневозбуждённого состояния атома
а) б)
Рисунок 1.1 –энергетические уровни:
а –уединённого атома;
б – твёрдоготела;
Рассмотримпростую кристаллическую решётку, образованную одним сортом атомов. В каждойразрешённой энергетической зоне содержится столько уровней энергии, сколькоатомов содержится во всём кристалле. Если учесть, что энергетические зоны имеютширину порядка единиц эВ, то для кристалла размером 1см3, содержащего 1022-1023 атомов, энергетическое«расстояние» между уровнями окажется ~ 10-22-10-23 эВ. Эти цифрыговорят о том, что энергетический спектр зоны можно считать непрерывным,поскольку даже тепловые флуктуации энергии электрона при нормальных условияхсоставляют значительно большую величину ~ 103эВ.
Стремлениесистемы атомов к минимуму энергии приводит к тому, что энергетические уровнизон заселяются имеющимися электронами «снизу — вверх». При этом действует принципПаули – каждый уровень может быть заселён не более чем двумя электронами. Витоге, нижние (внутренние) зоны заселяются полностью вплоть до зоны,образованной валентными уровнями. Валентная зона (ВЗ) является последнейзаселяемой зоной. В зависимости от «укомплектованности» электронами она можетоказаться либо полностью заполненной, либо частично заполненной. Например, есливалентная зона образована S-оболочками атомов, имеющихпо одному электрону (щелочные металлы), то она будет заполнена ровно наполовину. Следующая за валентной зоной свободная, незаполненная электронамизона называется зоной проводимости (ЗП). Взаимное положение этих зон истепень заполнения валентной зоны определяют большинство процессов,происходящих в твёрдом теле.
1. Предположим, что валентная зона заселена полностью(рисунок 1.2). Если при этом между валентной зоной и зоной проводимости имеетсядостаточно большая зона запрещённых энергий DЕ> ~ 0.1 эВ, то такое состояние соответствует либо полупроводнику (DЕ < ~ 3 эВ), либо диэлектрику (DЕ > ~ 3 эВ). Находясь в валентной зоне,электроны совершают квантовомеханические движения, но не способны кнаправленному движению (дрейфу) в электрическом поле, поскольку для этого имнеобходимо изменять свою энергию, переходя с уровня на уровень. Но уровни впределах валентной зоны полностью заселены, поэтому дрейф возможен лишь приусловии перебрасывания части электронов из валентной зоны в зону проводимостиза счёт внешних возбуждающих факторов (температурный нагрев, освещёние и т.д.).
Уровнивозбуждённого атома
/> /> /> /> /> /> /> /> <td/> /> <td/> /> /> />/>
Эн
е
р
г
ия
1/> /> /> /> /> /> /> <td/> /> />DЕ/>/>/> 3
/> /> /> /> /> /> /> /> <td/> /> <td/> />2
а) б) в)
1 – валентнаязона;
2 – зонапроводимости;
3 –запрещённая зона;
Рисунок 1.2 –структура энергетических зон диэлектриков (а),
полупроводников(б) и металлов (в).
2. Случай, когда запретная зона оказываетсянезначительной, или вообще отсутствует, (валентная зона перекрывается с зонойпроводимости) соответствует материалу высокой проводимости – металлы, посколькуэлектроны получают возможность относительно свободно изменять свою энергию привоздействии внешнего электрического поля, беспрепятственно переходя из зоны взону.
3. есливалентная зона заселена электронами частично то, очевидно, что соответствующийматериал обладает металлическими свойствами независимо от взаимногорасположения валентной зоны и зоны проводимости.
Случайперекрытых зон и случай частично заполненной валентной зоны с точки зренияэлектропроводности эквивалентны. Важно отметить, что уровень Ферми металлов располагаетсяв области разрешённых квазинепрерывных энергетических зон, и что концентрациюносителей заряда («свободных» электронов) можно считать почти постоянной поотношению к изменению внешних условий. Это также отличает металлы отполупроводников, у которых количество носителей заряда резко возрастает сростом температуры.
1.2Основные электрические параметры металловИз общегокурса физики известно, что плотность электрического тока в веществеопределяется зарядом q, концентрацией nи дрейфовой (средней направленной) скоростью носителей заряда vдр
j = q n vдр; (1.1)
Дрейфоваяскорость определяется как средняя векторная сумма скоростей электронов.Дрейфовую скорость нельзя путать с тепловой скоростью vт, которая равнасреднему модулю скорости электронов:
/> /> (1.2)
Cсредняя тепловая скорость связана с температурой металласоотношением
mvт2 = 3kT откуда следует, что при комнатной температуре ~ 300К,тепловая скорость значительна и имеет порядок 105 м/с.
В силу того,что направления скоростей электронов хаотичны, в отсутствии электрического полядрейфовая скорость равна нулю. При воздействии электрического поля электроныполучают некоторую добавочную составляющую в направлении поля. Однако этадобавка незначительна, и практически не влияет на характер движения электронов.Элементарные расчёты показывают, что при самом жёстком режиме протекания тока,величина дрейфовой скорости протекания тока составляет не более ~ 10-4 м/с, то есть на9 и более порядков меньше тепловой. Это связано с тем, что электроны,приобретая от внешнего поля незначительный избыток энергии (сверх тепловойэнергии), тут же рассеивают его в материале в результате взаимодействия сдинамическими и статическими дефектами. В условиях столь больших сил «терния»имеет место прямая пропорциональность между дрейфовой скоростью инапряжённостью поля:
vдр = m E; (1.3)
Коэффициентпропорциональности mносит название «подвижность» [м2 / В с]. Подстановка (1.3) в (1.1) даёт
j = q n m E; (1.4)
Коэффициентпропорциональности между плотностью тока и напряжённостью поля носит название «удельнаяпроводимость» [g] = [1 / Ом м], авеличина, обратная ему – «удельное сопротивление» [r] = [Ом м]:
g = q n m; r = 1/g. (1.5)
1.3удельное сопротивление чистых металловЕсли быкристаллическая решётка была бы лишена дефектов, электрическое сопротивлениеметалла равнялось бы нулю, поскольку электроны не испытывали бы рассеяниеэнергии и беспрепятственно ускорялись в электрическом поле. При этомнеподвижные собственные ионы, расположенные в узлах кристаллической решётки неявлялись бы рассеивающими центрами, в силу самосогласованности их поле сквантовомеханическим движением электронов.
На самом жеделе, как отмечалось ранее, присутствие дефектов структуры в кристаллическойрешётки неизбежно. Рассеяние электронов может произойти и в регулярных частяхкристалла, поскольку строгая периодичность его нарушается тепловыми колебаниямиионов. Опыт показывает, что именно тепловые колебания решётки являютсяглавным рассеивающим фактором в чистых металлах. Отсюда следует, что сувеличением температуры сопротивление металлов должно монотонно расти, что инаблюдается в опытах. Рассмотрим типичную зависимость удельного сопротивлениячистого металла от температуры (рисунок 1.3, а). Для большинства чистыхметаллов в области низких температур наблюдается ускоренный рост удельногосопротивления в зависимости от температуры, которую можно описать степеннойзависимостью. В области относительно высоких температур, выше так называемой температурыДебая Тд,зависимость становится близкой к линейной. Характер роста удельногосопротивления на всём диапазоне температур можно объяснить лишь с позицийквантовой теории. Дело в том, что всякое колебание кристаллической решёткиможно разложить на элементарные колебания, или колебательные кванты – фотоны.Фотоны, также как и электроны обладают дискретным спектром энергий, причёмразрешённая зона фотонов имеет ширину ~ 0.01 эВ. Однако на них нераспространяется принцип Паули, и каждому уровню энергии может соответствоватьсколь угодно большое число фотонов. Говоря упрощённо, при возрастаниитемпературы от абсолютного нуля до температуры Дебая, увеличивается количествофотонов, соответствующее каждому отдельному возбуждённому уровню энергии. Но, крометого, возбуждаются всё более и более высокие уровни энергии фотонов. Притемпературе Дебая возбуждены уже все фотонные уровни, поэтому прирост фотоновзамедляется и зависимость r(Т)переходит в линейную. Как показывает эксперимент, линейная аппроксимациятемпературной зависимости r(Т)справедлива для температур выше 2/3 Тд с ошибкой, непревышающей 10%. Температура Дебая для большинства металлов составляет 400 –450К, поэтому линейное приближение обычно справедливо для температур откомнатной и выше. Вблизи температуры плавления Тпл происходит отклонение от линейногозакона, а при температуре плавления происходит резкий скачёк удельногосопротивления, связанный с фазовым переходом. Как правило, сопротивление сплававыше, чем сопротивление твё1рдого металла. Исключение составляют такие металлы,как Bi, Ga и др, у которых притемпературе плавления сопротивление падает.
В областитемператур, близких к абсолютному нулю, некоторые металлы (например, Nb, Sn, Al, Zn, Hg и др.) переходят всверхпроводящее состояние, при котором удельное сопротивление резко снижаетсядо нуля (рисунок 1.3, б). У металлов, не переходящих в сверхпроводящеесостояние (например, Pt, рисунок 1.3, б), при снижениитемпературы вплоть до нуля, удельное сопротивление остаётся на некоторомпостоянном уровне r0. это значениеназывается остаточным сопротивлением. Очевидно, оно не связано степловым рассеянием электронов. Опыт показывает, что r0 пропорциональноколичеству примесей, а также возрастает при закалке и механических деформациях,следовательно, остаточное сопротивление связанно только с наличием дефектов. Изсказанного следует, что удельное сопротивление металла можно представить в видесуммы тампературозависимой и остаточной (постоянной по отношению к изменениютемпературы) составляющей.
r = rт + r0. (1.6)
/>/>/>/>/>/>/>Дляхарактеристики влияния температуры на некоторую температурозависимую величину(в ограниченном температурном диапазоне, где её изменение можно считатьприблизительно линейным), вводят понятие температурного коэффициента этойвеличины. r / r273
/>
/>/>/>r 0,015
/> Pt
/>
/> 0,010
/>
Hg
/>/> 0,005
/>rост
/> /> /> /> /> /> /> /> /> />0 Тсв Тд Тпл Т 0 Тсв 10 15 Т, К
а) б)
Рисунок 1.3 –температурная зависимость удельного сопротивления металлов:
а – в широкомдиапазоне температур (схематично);
б – в областинизких температур для платины и ртути.
/>Температурнымкоэффициентом величины А называется относительное изменение величины А приизменении температуры на один градус.
/> (1.7)
Следуетзаметить, что даже при условии строгого линейного изменения физической величиныпри изменении температуры, ТК сам является функцией температуры. Выражение,стоящее после первого приближенного равенства, даёт рецепт определения ТК вконечных приращениях при некоторой конкретной температуре Т0 на основеэкспериментального измерения зависимости А(Т) в окрестности Т0. при этом конечноеприращение DА откладывается накасательной к характеристике в точке Т0. выражение, стоящее после второго приближённогоравенства, даёт рецепт определения среднего ТК на температурном диапазоне от Т1 до Т2. при этом всоответствии с принятыми стандартами, относительное изменение величиныопределяют делением разности (А2 – А1) на значение, соответствующее наименьшей температуредиапазона А1.при слабой температурной зависимости величины А эти различия не имеютсущественного значения. Из (1.7) также следует формула, позволяющая, на основеизвестного ТК и известного значения А0 при комнатной температуре Т0, определить значения А при другойтемпературе Т: А(Т) = А0 [1 + ТКА (Т – Т0)].
Независимо отразмерности величины А, температурные коэффициенты имеют одинаковуюразмерность – К-1.
Типичные значения температурного коэффициентаудельного сопротивления ТКrдля чистых металлов составляют ~ 10-3 К-1. Рассмотрим ТКrметалла с дефектами, используя выражение (1.7) и предполагая выполнениесоотношения (1.6):
ТКr= 1/r dr/dT = 1/(rт + r0) drт/dT = rт/(rт + r0) [(1/rт) drт/dT]= ТКrт rт/(rт + r0). (1.8)
Полученное выражение говорит о том, что при введениипримесей (увеличение постоянной составляющей r0) удельноесопротивление металла становится менее температурозависимым (ТКr уменьшается). Опыт показывает, чтовведением примесей это значение можно понизить на 1-2 порядка (при этом,однако, общее удельное сопротивление повышается).
Типичные значения удельных сопротивлений чистых металловсоставляют ~ 10-8 -10-7 Ом м.Наиболее проводящими при комнатной температуре является известная четвёркаметаллов Ag, Au, Cu, Al. Их удельное сопротивление< 3 10-8 Омм.
1.4Электрические свойства металлических сплавовНаряду счистыми металлами, на практике часто используют металлические сплавы.Получение сплава можно в некоторой степени считать введением примеси в металл,при котором концентрация атомов примеси соизмеряется с концентрацией основноговещества. При этом теряется смысл в разделении вещества на примесь и основу. Изизложенного выше, нетрудно догадаться, что удельное сопротивление сплавадолжно быть всегда больше, чем удельное сопротивление отдельных компонент,так как происходит взаимообусловленное нарушение периодичности кристаллическихструктур. В отличие от чистых металлов, остаточная составляющая удельногосопротивления сплава может во много раз температуронезависимую составляющую.
Для простотырассмотрим сплавы, содержащие два компонента А и В. для сплавов типа физическогораствора температуронезависимая остаточная составляющая достаточно хорошоописывается параболической зависимостью Нортгейма:
r0=СХАХВ=СХВ(1-ХВ), (1.9)
где ХА=NА/Nи ХВ=NВ/N – атомные доли компонентов А и В в сплаве;
N, NА, NВ – общая концентрацияатомов и концентрация атомов А и В;
С – константа,зависящая от температуры компонент. Такая зависимость соответствуетконцентрационной зависимости полного удельного сопротивления, показанной нарисунке 1.4.
/>/>/>r ТКr
/> /> /> /> /> /> /> /> /> <td/> /> /> /> /> />0 Х в, % 100
Рисунок1.4
Сплавы имеютзначительно более высокие значения удельного сопротивления, чем чистые металлы.С другой стороны, как следует, в частности, из выражения (1.8), сплавы термостабильнеечистых металлов, то есть, их ТКrсущественно ниже (рисунок 1.4). Оба этих свойства можно использовать дляизготовления резисторов – проволочных и плёночных.
/>/>/>r
/> /> /> /> /> /> /> /> /> /> /> /> /> <td/> />0 Х в, % 100
Рисунок1.5
ЗаконНортгейма и соотношение для ТКr хорошовыполняются лишь для сплавов, представляющих собой физический растворкомпонент А и В (смесь фаз). В ряде случаев, растворы могут образовывать такназываемые интерметаллические соединения – по сути, новые химическиевещества со своей кристаллической структурой, в которой атомы двух компонентстрого упорядочены. Например, в сплавах Mg – Zn могут образовываться следующие соединения MgZn, Mg2Zn3, Mg2Zn4, Mg2Zn6 с регулярными собственными кристаллическими системами. Надиаграммах «свойство-состав» таких сплавов на фоне общего максимума, приопределённых соотношениях в составе, наблюдаются резкие провалы,соответствующие чистой металлической фазе (рисунок 1.5).
2. Диэлектрики2.1 Функции, выполняемыедиэлектриками в РЭА
Диэлектрики имеют чрезвычайно большое значение длярадиоэлектронной техники. Теоретические вопросы, связанные со строениемдиэлектриков с точки зрения зонной теории, были рассмотрены в пункте 1.1. Впростейших случаях своего применения, диэлектрики используются в качествеэлектроизоляционных материалов. Назначение электрической изоляции сводится ктому, чтобы воспрепятствовать прохождению электрического тока по путям,нежелательным для работы данной электрической схемы. Однако, помимо пассивных,изолирующих функций, некоторые виды диэлектриков выполняют активныефункции, порой более сложные, чем полупроводниковые материалы. Дадим некоторый(не полный) перечень функций, выполняемых диэлектриками в РЭА и элементов, вкоторых они используются.
Пассивные функции
1) Электроизоляция проводников тока;
2) Поляризационно – изорирующая межобкладочная средаконденсаторов;
3) Подзатворная изоляция полевых транзисторов;
4) связующая среда магнитодиэтектриков;
Активные функции
5) Вариконды, датчики температуры, нелинейныеусилительные элементы (на основе сегнетоэлектриков);
6) Пьезоэлектрические генераторы, резонаторы,трансформаторы. Элементы акустоэлектроники (на основе пьезоэлектриков,акустооптических материалов);
7) Источники постоянного электрического поля (на основеэлектретов);
8) Электролюминофоры, фотолюминофоры, сцинтилляторы;
9) Модуляторы света;
10) Оптические запоминающие устройства;
11) Индикаторы (на основе жидких кристаллов);
12) Рабочие оптические лазерные среды.
2.2Виды поляризацийСвободные заряды – заряды способные двигаться поддействием электрического поля на расстояния, намного превышающие межатомные.
Связанные заряды – заряды, смещающиеся под действиемэлектрического поля на расстояние, соизмеримые, или меньшие, чем межатомныерасстояния.
Поляризация – направленное перемещение в материалебольшого количества связанного заряда на ничтожно малые расстояния,соизмеримые, или меньшей, чем межатомные расстояния.
Физически процесс поляризации может протекать по-разномуи сопровождаться различными явлениями, поэтому, с учётом физических тонкостейполяризацию разделяют на виды и классы (рисунок 2.1). Принципиальные отличия упругихи неупругих видов поляризации отображены в таблице 2.1. Спонтаннаяполяризация – относительно редкое и уникальное явление, свойственное некоторымкристаллическим диэлектрикам. В отличие от остальных видов поляризации, упругихи неупругих, спонтанная поляризация обладает свойством нелинейности.
ПОЛЯРИЗАЦИИ
/> /> /> /> /> /> <td/> /> />/>/> Упругие Неупругие
/> /> /> /> /> /> /> /> /> /> <td/> /> <td/> /> <td/> /> /> />Релаксационные Миграционные Спонтанная
1. Электронно- 1. Ионно- 1.Межслоевая
упругая релаксациооная 2.Высоковольтная
2. Ионно-упругая 2. Дипольно-
релаксационная
3. Дипольно- 3. Электронно-
упругая релаксационая
Рисунок2.1 – Виды поларизации
Таблица 2.1 – Особенности упругих и неупругих видовполяризации
Упругие виды
Неупругие виды
1. Малое время установления
t < ~ 10-12 c.
1. Относительно большое время установления t < ~ 10-7 c. 2. малые смещения связанных зарядов (в пределах упругих сил), на расстояния значительно меньшие межатомных. 2. Смещение связанных зарядов происходит на расстояния порядка межатомных (упругие силы преодолеваются). 3. отсутствие рассеяния энергии в виде тепла на радиочастотах. 3. имеют место потери энергии в виде тепла в процессе установления на радиочастотах.Указанные в таблице отличия взаимно обусловлены. Еслизаряды связаны сильным внутренним полем, а внешнее электрическое поле итепловые колебания не способны разорвать эти связи, то происходит небольшоесмещение заряда в пределах действия упругих сил. Энергия внешнего источникаполя, затраченная на смещение зарядов, практически полностью возвращаетсяисточнику после снятия поля, — в процессе обратного смещения во внешней цепииндуцируется ток, имеющий противоположное направление по отношению к токупрямого смещения. Время установления упругих поляризаций мало, так как оноопределяется динамическим смещением микрочастиц при воздействии на них поля.
Если заряды «привязаны» к своему месту относительно слабои способны, преодолев упругие силы, сместиться на расстояние, равное одному илинескольким межатомным расстояниям, то с неизбежностью возникает ихвзаимодействие с окружающими частицами. Таким образом, в процессе неупругойполяризации часть энергии внешнего поля будет передана среде в виде тепловойэнергии. Следует отметить, что причиной возникновения неупругих поляризацийявляется совместное действие внешнего электрического поля и теплового движениячастиц среды. Одно внешнее поле не способно разорвать даже слабые связи,поэтому релаксационная поляризация должна быть термоактивирована.Вследствие этого, характерное время установления поляризации определяется нединамикой смещения частиц в поле, а характерным временем термоактивационногопрыжка.
Название «релаксационные» большинство неупругих видовполяризации получило из-за того, что процесс их установления во времени t описывается релаксационными законами, содержащимизатухающие экспоненты типа exp(-t/ t). Параметр t, который называется временем релаксации, по сутиопределяет время установления данной поляризации. Любая релаксационнаяполяризация связана с перемещением связанного заряда на расстояния, соизмеримыеили большие, чем межатомные расстояния.
2.3Диэлектрические потери
Мощность, выделяющаяся вдиэлектрике в виде тепла при воздействии на него электрического поля,называется диэлектрическими потерями.
Мерой потерь является плотностьмощности тепловой энергии, то есть, количество тепла, выделяемого в единицеобъёма материала за единицу времени [w] = [Вт / м3].
При воздействии электрическогополя в любом материалле выделяется тепло в том числе и в диэлектрике. Потери вдиэлектриках вызываются различными процессами, поэтому их подразделяют нанесколько видов (рисунок 2.2)
/>
ДИЭЛЕКТРИЧЕСКИЕПОТЕРИ
/> /> /> /> /> /> <td/> />/>/>
Связанные с током проводимости Связанныес током смещения
Jпр = gЕ Jсм = dD/dt (поляризацией)
Потери проводимости Релаксационныепотери
Ионизационные потери Резонансныепотери
Миграционные потери Сегнетоэлектрическиепотери
Рисунок 2.2 – Виды диэлектрическихпотерь
Как следует из рисунка существуют две главные причиныпотерь. Первая причина – сквозной ток, или ток проводимости,обусловленный наличием некоторого количества свободного заряда, создающегопроводимость. Вторая причина – поляризация. Поляризация, как и любойреальный физический процесс, сопровождается потерей определённой порциейэнергии при смещении связанного заряда (при возникновении тока 0, смещения).
Потери проводимости. Для большинства твёрдыхдиэлектриков сквозная проводимость обусловлена движением слабо закреплённыхионов, находящихся в относительно неглубоких потенциальных ямах. Движение ионовносит характер отдельных скачков, вызванных сообщением им со стороны отдельногоколлектива частиц порций энергии, достаточных для преодоления барьеров.Электрическое поле, создаёт дисбаланс в вероятности скачков против и понаправлению поля, и за счёт этого движение происходит преимущественно в одномнаправлении.
Ионизационные потери возникают в диэлектриках,имеющих внутри себя газообразные поры. Примером может служить керамика, илинекоторые рыхлые полимеры. Электрическая прочность газов относительно низка,поэтому, если в диэлектрике создано достаточно сильное поле, то газообразныевключения пробиваются, и в них зажигаются так называемые частичные разряды. Вразряде выделяется тепло, которое составляет часть потерь диэлектрика.Частичные разряды могут быть причиное постепенного разрушения материала за счётвзаимодействия ионов и электронов, ускоренны в разряде, с основным веществом.Постепенная эрозия вещества при частичных разрядах приводит к старению и, вконце концов, к пробою диэлектрика.
Особенностью ионизационных потерь является их сильнаязависимость от напряжения выше некоторого порогового значения Е0.
Ионизационные токи, как и другие токи проводимости, млжноохарактеризовать величиной проводимости, однако проводимость будет сложнымобразом зависима от напряжённости поля.
Миграционные потери имеют место в сильнонеоднородных диэлектриках, состоящих из отдельных фаз. Даже если прохождениесвободных зарядов сквозь границы раздела фаз затруднено, свободные заряды могутмигрировать в пределах зёрен, создавая кратковременные токи проводимости ипотери. Миграционные потери дают максимумы на частотных зависимостях тангенсаугла диэлектрических потерь, подобные релаксационным максимумам.
Релаксационные потери. В случае, если вдиэлектрике значительная релаксационная поляризация, то неизбежно возникаютпотери связанные с этой поляризацией. В процессе смещения связанных зарядоввозникают силы сопротивления со стороны окружающих молекул, подобные силамтрения. При этом, каждый диполь передаёт материалу определённую порцию энергии.Как только смещение произошло, тепловые потери прекращаются. Поэтому, говоритьо релаксационных потерях имеет смысл лишь тогда, когда на диэлектрик действует переменноеполе си смещение зарядов совершается периодически.
В силу инерционности установления релаксационнойполяризации, при скачкообразном изменении внешнего поля, равновеснаяполяризованность (для данной напряжённости) может установиться лишь черезнекоторое время.
Резонансные потери. Потери, создаваемые упругимивидами поляризации, пренебрежимо малы если поляризация происходит под действиемпеременных полей радиочастотного диапазона. Из-за малой амплитуды смещениячастиц, они остаются в поле упругих сил. В условиях резонанса (инфракрасныйдиапазон частот) может резко измениться амплитуда и характер колебаний частиц,что приводит к нарушению условия упругости сил и возникновению потерь. Поэтому,резкому изменению диэлектрической проницаемости при резонансе частицсоответствует максимум тангенса диэлектрических потерь.
Сегнетоэлектрические потери обусловлены движениемграниц доменов в диэлектриках, обладающих спонтанной поляризацией (такиедиэлектрики называют сегнетоэлектриками). Эти потери существенны даже уусловиях предельно низких частот и определяются чистотой и совершенствомвнутренней структуры кристалла. О больших потерях в сегнетоэлектриках можетсвидетельствовать ярко выраженная петлеобразность характеристики D(E).
3. Магнитные материалы.3.1. Классификациявеществ по магнитным свойствам
По реакции навнешнее магнитное поле и характеру внутреннего магнитного упорядочения всевещества в природе можно подразделить на пять групп: диамагнетики,парамагнетики, ферромагнетики, антиферромагнетики и ферримагнетики.Перечисленным видам магнетиков соответствуют пять различных видов магнитногосостояния вещества: диамагнетизм, парамагнетизм, ферромагнетизм,антиферромагнетизм и ферримагнетизм.
Кдиамагнетикам относят вещества, у которых магнитная восприимчивостьотрицательна и не зависит от напряженности внешнего магнитного поля. Кдиамагнетикам относятся инертные газы, водород, азот, многие жидкости (вода, нефть и ее производные), ряд металлов (медь, серебро, золото, цинк, ртуть, галлий и др.), большинство полупроводников (кремний, германий, соединения А3В5,А2В6) и органических соединений, щелочно-галоидные кристаллы, неорганическиестекла и др. Диамагнетиками являются все вещества с ковалентной химическойсвязью и вещества в сверхпроводящем состоянии.
Кпарамагнетикам относят вещества с положительной магнитной восприимчивостью, независящей от напряженности внешнего магнитного поля. К числу парамагнетиковотносят кислород, окись азота, щелочные и щелочноземельные металлы, некоторыепереходные металлы, соли железа, кобальта, никеля и редкоземельных элементов.
Кферромагнетикам относят вещества с большой положительной магнитнойвосприимчивостью (до 106), которая сильно зависит от напряженностимагнитного поля и температуры.
Антиферромагнетикамиявляются вещества, в которых ниже некоторой температуры спонтанно возникаетантипараллельная ориентация элементарных магнитных моментов одинаковых атомовили ионов кристаллической решетки. При нагревании антиферромагнетик испытываетфазовый переход в парамагнитное состояние. Антиферромагнетизм обнаружен ухрома, марганца и ряда редкоземельных элементов (Ce, Nd, Sm, Tm и др.).Типичными антиферромагнетиками являются простейшие химические соединения наоснове металлов переходной группы типа окислов, галогенидов, сульфидов,карбонатов и т.п.
Кферримагнетикам относят вещества, магнитные свойства которых обусловлены нескомпенсированнымантиферромагнетизмом. Подобно ферромагнетикам они обладают высокой магнитнойвосприимчивостью, которая существенно зависит от напряженности магнитного поляи температуры. Наряду с этим ферримагнетики характеризуются и рядомсущественных отличий от ферромагнитных материалов.
Свойствамиферримагнетиков обладают некоторые упорядоченные металлические сплавы, но,главным образом, — различные оксидные соединения, среди которых наибольшийпрактический интерес представляют ферриты.
3.2.Классификация магнитных материалов
Применяемые вэлектронной технике магнитные материалы подразделяют на две основные группы: магнитотвердыеи магнитомягкие. В отдельную группу выделяют материалы специальногоназначения.
К магнитотвердымотносят материалы с большой коэрцитивной силой Нс. Ониперемагничиваются лишь в очень сильных магнитных полях и служат дляизготовления постоянных магнитов.
К магнитомягкимотносят материалы с малой коэрцитивной силой и высокой магнитнойпроницаемостью. Они обладают способностью намагничиваться до насыщения в слабыхмагнитных полях, характеризуются узкой петлей гистерезиса и малыми потерями наперемагничивание. Магнитомягкие материалы используются в основном в качестверазличных магнитопроводов: сердечников дросселей, трансформаторов,электромагнитов, магнитных систем электроизмерительных приборов и т. п.
Условномагнитомягкими считают материалы, у которых Нс < 800 А/м, амагнитотвердыми — с Нс > 4 кА/м. Необходимо, однако, отметить,что у лучших магнитомягких материалов коэрцитивная сила может составлять менее1 А/м, а лучших магнитотвердых материалах ее значение превышает 500 кА/м. Помасштабам применения в электронной технике среди материалов специальногоназначения следует выделить материалы с прямоугольной петлей гистерезиса (ППГ),ферриты для устройств сверхвысокочастотного диапазона и магнитострикционныематериалы.
Внутри каждойгруппы деление магнитных материалов по родам и видам отражает различия в ихстроении и химическом составе, учитывает технологические особенности инекоторые специфические свойства.
Свойствамагнитных материалов определяются формой кривой намагничивания и петлигистерезиса. Магнитомягкие материалы применяются для получения больших значениймагнитного потока. Величина магнитного потока ограничена магнитным насыщениемматериала, а потому основным требованием к магнитным материалам сильноточнойэлектротехники и электроники является высокая индукция насыщения. Свойствамагнитных материалов зависят от их химического состава, от чистотыиспользуемого исходного сырья и технологии производства. В зависимости отисходного сырья и технологии производства магнитомягкие материалы делятся натри группы: монолитные металлические материалы, порошковые металлическиематериалы (магнитодиэлектрические) и оксидные магнитные материалы, кратконазываемые ферритами.
3.3Ферриты
Ферритыпредставляют собой химические соединения, в общем случае имеющие формулу МFe2O4,где М — чаще всего двухвалентный ион металла, например, Cu, Zn, Mg, Ni, Fe, Coи Mn. В отличие от порошковых сердечников ферриты представляют собой монолитныематериалы. Магнитомягкие ферриты кристаллизуются в кубической системе и имеютструктуру шпинели — минерала состава MgAl2O4. Чаще всегоприменяются ферриты следующих типов:
MnO*ZnO x 2Fe2O3 — марганцево-цинковый феррит;
Nio*ZnO x 2Fe2O3 — никель-цинковый феррит;
MgO*MnO*2Fe2O3 — магний-марганцевый феррит.
Ферриты имеютвысокое удельное электрическое сопротивление порядка 10-109 Ом*см иблагодаря этому низкие потери на вихревые токи. Индукция насыщения составляетприблизительно 20-25% от индукции насыщения железа.
Ферритыделятся на три подгруппы:
а) ферриты сгарантированными потерями и проницаемостью;
б) ферриты спрямоугольной петлей гистерезиса;
в) ферриты соспециальными свойствами.
Марганец-цинковыеферриты по сравнению с никель-цинковыми имеют меньшие потери. Оба эти видаферритов относятся к первой подгруппе. Т.к. никель-цинковые ферриты имеютболее высокое электрическое сопротивление, то их целесообразно применять вобласти частот от 500 кГц до 200 МГц и выше, т.е. для цепей высокочастотнойтехники. Магний-цинковые ферриты предназначены для применения в диапазоне отзвуковых частот до нескольких МГц.
Ферриты спрямоугольной петлей гистерезиса бывают никель-цинковыми илимагний-марганцевыми. В технике УКВ также применяются магний-марганцевыеферриты, однако соотношение отдельных составных частей в тройной системеотличается от состава магний-марганцевых ферритов с прямоугольной петлейгистерезиса. Эти ферриты вместе с магнитострикционными материалами относятся кгруппе материалов со специальными свойствами.
Благодарясвоим свойствам, ферриты имеют очень широкий диапазон применения. В настоящеевремя ферриты применяются в производстве реле, сетевых трансформаторов устройствсвязи, дросселей, электромеханических преобразователей и резонаторов и т.п.Однако наибольшее распространение ферриты получили в производстве сердечниковдля катушек (феррокатушек), запоминающих и переключающих цепей и т.п.
3.3.1 ОсобенностиферримагнетиковСтроениеферримагнетиков. Ферримагнетики получили свое название от ферритов, подкоторыми понимают химические соединения окисла железа Fe2O3с окислами других металлов. В настоящее время используют сотни различных марокферритов, отличающихся по химическому составу, кристаллической структуре,магнитным, электрическим и другим свойствам.
Наиболееширокое применение нашли ферриты со структурой природного минерала шпинели.Химический состав ферритов-шпинелей отвечает формуле МеFe2O4,где под Ме понимают какой-либо двухвалентный катион. На примере этих соединенийрассмотрим наиболее характерные особенности магнитных свойств ферримагнетиков.
Исследованияпоказывают, что наличие или отсутствие магнитных свойств определяетсякристаллической структурой материалов и, в частности, расположением ионовдвухвалентных металлов и железа между ионами кислорода. Элементарная ячейкашпинели представляет собой куб, в состав которого входит восемь структурныхединиц типа МеFe2O4, т.е. 32 иона кислорода, 16 ионовтрехвалентного железа и 8 ионов двухвалентного металла. Кислородные ионырасположены по принципу плотной кубической упаковки шаров. При этом возникаютмеждуузлия двух типов: тетраэдрические, образованные окружением четырех ионов,и октаэдрические, образованные окружением шести ионов кислорода. В этихкислородных междуузлиях находятся катионы металлов. Всего в элементарной ячейкешпинели может быть заполнено 8 тетраэдрических промежутков (назовем ихпозициями типа А) и 16 октаэдрических мест (позиции типа В).
Структуру, вкоторой все катионы двухвалентного железа занимают позиции типа А, а катионытрехвалентного железа распределяются в междуузлиях типа В, называют нормальнойшпинелью. Учитывая такой характер распределения катионов по кислородныммеждуузлиям, формулу феррита со структурой нормальной шпинели можно представитьв следующем виде:
(Мe2+)[Fe3+Fe3+]O4
где в круглыхскобках указаны ионы, занимающие позиции типа А, а в квадратных — ионы впозициях типа В. Стрелками условно показано направление магнитных моментовкатионов. В структуре нормальной шпинели кристаллизуются ферриты цинка (ZnFe2O4)и кадмия (CdFe2O4). Как будет показано далее, ферриты соструктурой нормальной шпинели немагнитны.
Чащевстречаются ферриты с иным характером распределения катионов по кислородныммеждуузлиям. Структура, в которой катионы Ме2+ находятся в позицияхтипа В, а катионы трехвалентного железа поровну распределяются между позициямиА и В, получила название обращенной шпинели. Формулу обращенной шпинели сучетом распределения катионов можно записать в виде:
(Fe3+)[Me2+Fe3+]O4
Структуруобращенной шпинели имеют ферриты никеля, кобальта, меди и некоторых другихэлементов.
Большинствореальных ферритов характеризуется некоторым промежуточным распределениемкатионов, когда и ионы Ме2+, и ионы трехвалентного железа Fe3+занимают позиции того и другого типов. Такие структуры называютамфотерной шпинелью. Промежуточному распределению катионов соответствуетструктурная формула
(Me2+1-x Fe3+x)[Me2+xFe3+1-x]O4
где параметр ххарактеризует степень обращенности шпинели. Структуре нормальной и обращеннойшпинели отвечают значения х, равные, соответственно, нулю и единице.
Природамагнитного упорядочения. В ферритах магнитоактивные катионы находятсядостаточно далеко друг от друга, поскольку разделены анионами кислорода, необладающими магнитным моментом. Поэтому прямое обменное взаимодействие междукатионами оказывается очень слабым или отсутствует вообще. Их электронныеоболочки практически не перекрываются.
3.4Природа обменного взаимодействияЭлементы снедостроенными внутренними оболочками называются переходными.
На рисунке 3.1схематично показана структура атома железа, который содержит 26 электронов вчетырёх оболочках. Цифры указывают количество электронов на подоболочках,направления спинов условно обозначены «+» и «-». На внешней 4s-оболочкенаходится два электрона со спинами, имеющими противоположное направление (спиныскомпенсированы). Однако на внутренней подоболочке 3dнаходится шесть электронов, из них у четверых электронов спины нескомпенсированы. Иными словами, эта подоболочка является недостроенной. Междусоседними атомами возникает обменное взаимодействие, характеризуемое значениеминтеграла обменной энергии. Оказывается, что величина и знак обменной энергии Азависит от отношения расстояния между атомами к радиусу незаполненной оболочки(рисунок 3.2). схематичный график зависимости А(a/r) показан на рисунке 3.3. различные участки этой зависимостихарактеризуют резко различающиеся друг от друга состояния магнитных сред,рассмотрены ниже.
1) Ферромагнитноесостояние. Интеграл обменной энергии положителен лишь при a/r > 3.2. Этому соотношению отвечают кристаллы элементов Gd, Dy, Ho, Er ,Tb, Tm.Положительный знак обменной энергии означает, что энергетически выгоднымсостоянием для системы является такое, при котором электронные спинынезавершённых оболочек соседних атомов одинаково направлены (имеют одинаковыйзнак проекций спина на выделенную пространственную ось). Магнетики, обладающиетаким свойством называются ферромагнетиками. Распространяя это свойство накаждую пару атомов, можно прийти к выводу, что спины электронов нанезавершённых внутренних оболочках у всех атомов вещества стремятся сориентироватьсяв одном направлении, и при этом достигается минимум энергии тела.
1s 2s 2p 3s 3p 3d 4s
/>
/>
+1 +1 +3 +1 +3+5 +1
/> 26
/>/>/>/>/>/> -1 -1 -3 -1 –3 –1 -1
Рисунок 3.1 – Электронные оболочки в атоме железа
/>
r r
/> a
Рисунок 3.2 – Размеры, определяющие величину обменной энергии
/> /> /> /> /> /> /> /> /> /> /> /> /> /> /> /> <td/> <td/> <td/> /> /> /> />/>/>/>/>/>/>/> А
/>
0 1 2 3 4 5 6 7 8 a/r
/>Рисунок 3.3 – Зависимостьобменного интеграла от отношения межатомного расстояния aк радиусу r незаполненной электронной оболочки
В итогеполучается, что ферромагнетик в любой своей области спонтанно намагниченпрактически до насыщения I = Is = const. В то же время, опыт показывает, что равновесноесостояние ферромагнетиков характеризуется отсутствием среднего общего момента исобственного магнитного поля. Это может быть объяснено лишь тем, магнетик«разбит» на довольно протяжённые области (10-5 - 10-2 см) – домены, имеющие каждый своюориентацию вектора Is. Этот вектор резко изменяетнаправление при переходе от домена к домену. Такая структура совзаимнокомпенсирующими моментами является энергетически выгодной, так как онане генерирует внешнее магнитное поле, которое в противном случае, являлось бызначительным резервуаром энергии.
Направленияспонтанной намагниченности доменов определяются кристаллографическиминаправлениями, вдоль которых энергия обменного взаимодействия максимальна.Например, для железа, имеющего кубическую объемно-центрированную структуру,такими направлениями являются шесть направлений, соответствующих трём взаимноперпендикулярным осям типа [100], для гранецентрированной решетки никеля –восемь, направлений, соответствующим осям типа [111], для гексагональнойрешётки кобальта – лишь два направления, соответствующих оси призмы [0001]. Этинаправления (оси) называются направлениями (осями) лёгкого намагничивания(ОЛН). В то же время следует выделить и направления (оси) трудного намагничивания(ОТН). Энергию, затрачиваемую внешним магнитным полем на поворот векторанамагниченности из направления лёгкого намагничивания в направление трудногонамагничивания, называют энергией естественной магнитнойкристаллографической анизотропии.
2) Антиферромагнитноесостояние. При условии a/r< 3.2 интеграл обменной энергии отрицателен. Этому соотношению отвечаюткристаллы элементов Mn, Cr, атакже редкоземельные элементы Ce, Pr,Nd, Sm, Eu.Для таких магнетиков, называемых антиферромагнетиками, энергетическивыгодна антипараллельная ориентация соседних спинов. В силу этого, уантиферромагнетиков имеет место взаимная компенсация магнитных моментов атомовв любом участке кристалла. Следует отметить, что в отличие от парамагнетиков, вкоторых компенсация моментов обусловлена их хаотичным расположением, вантиферромагнетиках компенсация связана со строгим порядком в ориентациимоментов.
Кромеперечисленных простых кристаллов, существует большое количество сложных посоставу антиферромагнетиков – оксиды, хлориды, фториды, сульфиды, карбонатыпереходных элементов. В кристаллах сложных антиферромагнетиков в отличие отэлементарных кристаллов, обменное взаимодействие непосредственно междумагнитоактивными атомами невозможно из-за относительно больших расстояний междуними. В таких веществах решающую роль играет косвенное обменноевзаимодействие, осуществляемое при участии непереходных элементов. В оксидемарганца, например, ионы кислорода играют роль «переносчика» спиновыхвзаимодействий. Внешняя 2-p оболочка кислородного иона O2- полностьюзаполнена электронами, причём спиновые моменты попарно скомпенсированы.Вследствие того, что внутренняя 3d- оболочка катионамарганца заполнена не полностью, возможна передача электрона с оболочкикислорода на эту оболочку. Но при этом должно выполняться правило Хунда, всоответствии с которым спин переходящего электрона антипараллелен спиновомумоменту 3d-оболочки. Отдавая электрон, ион кислородаприобретает магнитный момент и участвует в обменном взаимодействии с другимсоседним катионом марганца. Благодаря сильному перекрытию электронных оболочек (a/r < 3.2) этовзаимодействие носит антиферромагнитный характер. Конечным результатом такоговзаимодействия является антипараллельная ориентация магнитных моментов соседнихкатионов.
Из-за низкоймагнитной восприимчивости антиферромагнетики не находят приминения на практикев качестве магнитных материалов. Однако большое значение имеют некоторые такназываемые нескомпенсированные антиферромагнетики, или ферримагнетики.
3.5 зависимостьмагнитных свойств от температурыспонтаннаянамагниченность ферро- и ферримагнетика имеет место лишь в ограниченном сверхудиапазоне температур. Критическая температура, соответствующая фазовомупереходу 2-го рода из ферромагнитного в парамагнитное состояние, называетсятемпературой Кюри или точкой Кюри Тк. Эта температура пределается значением обменной энергии Тк = A/k (k –постоянная Больцмана). В области температур ниже и вблизи точки Кюринамагниченность насыщения зависит от температуры по следующему закону:
/> (3.1)
где /> – константа для данногоматериала;
/> - намагниченность насыщенияпри температуре абсолютного нуля.
Точка Кюри,определённая выражение (3.1), называется ферромагнитной точкой Кюри (Ткf).
Температурнаязависимость намагниченности насыщения при температуре свыше точки Кюриподчиняется закону Кюри – Вейса:
/> (3.2)
где С –константа для данного материала, называемая постоянной Кюри – Вейса.
Точка Кюри,определённая выражением (3.2), называется парамагнитной точкой Кюри (Ткp). Для типичныхферромагнетиков значения Ткf и Ткp близки по значению.
Не всеперечисленные выше элементы имеют ферромагнитное состояние при нормальныхусловиях – соотношение А > kТкомн выполняется лишь для элементовгруппы железа (Fe, Ni, Co Gd).
Дляантиферромагнетиков магнитный порядок сохраняется до температуры Т = ТН, называемой температуройНееля, выше которой вещество переходит в парамагнитное состояние.
Список литературы
1.) Нефедцев Е. В.«РАДИОМАТЕРИАЛЫ И РАДИОКОМПОНЕНТЫ» Томск 2000 г.
2.) Пасынков В.В., СорокинВ.С. «Материалы электронной техники»
Москва 1986 г.
3) Тареев Б.М.«Электрорадиоматериаллы» Москва 1978 г.