Dielektricitetskonstanten

Dielektrisk permittivitet ( och ) är en koefficient som ingår i den matematiska notationen av Coulombs lag för interaktionskraften för punktladdningar och som ligger i ett homogent isolerande (dielektriskt) medium på avstånd från varandra: $\varepsilon _{r}$ $\varepsilon _{a}$ $q_{1}$ $q_{2}$ $r_{12}$

F={\frac {1}{4\pi \varepsilon _{a))}\cdot {\frac {|q_{1}q_{2}|}{r_{12}^{2)) },

såväl som i ekvationen för anslutning av den elektriska induktionsvektorn med den elektriska fältstyrkan :

\mathbf {D} =\varepsilon _{a}\mathbf {E}

i den övervägda miljön [1] .

Absolut ( ) och relativ ( r, från latin relativus [-a, -um] — relativ) permeabilitet introduceras: $\varepsilon _{a}$ $\varepsilon _{r}$

\varepsilon _{a}=\varepsilon _{0}\varepsilon _{r},

var är den elektriska konstanten [2] . $\varepsilon_{0}$

Själva termen "dielektrisk konstant" används för både , och för ; för korthetens skull omdesignas en av dessa kvantiteter (i den ryska litteraturen oftare på engelska ) till (av sammanhanget är det vanligtvis tydligt vilken typ av permeabilitet vi talar om). $\varepsilon _{r}$ $\varepsilon _{a}$ $\varepsilon _{r}$ $\varepsilon _{a}$ $\varepsilon$

Värdet är dimensionslöst och när det gäller dimensioner sammanfaller det med (i International System of Units (SI): farad per meter, F / m). $\varepsilon _{r}$ $\varepsilon _{a}$ $\varepsilon_{0}$

Permeabilitet visar hur många gånger interaktionskraften för två elektriska laddningar i ett visst medium är mindre än i vakuum , för vilket . $\varepsilon _{r}$ $\varepsilon _{r}=1$

Skillnaden i permeabilitet från enhet beror på effekten av dielektrisk polarisering under verkan av ett externt elektriskt fält , som ett resultat av vilket ett internt motsatt riktat fält skapas. I lågfrekvensområdet är värdet på permeabiliteten för verkliga medier vanligtvis i intervallet 1-100, men för ferroelektrik är det tiotals och hundratusentals. Som en funktion av det elektriska fältets frekvens ökar värdet något i områden utanför banden eller linjerna för absorption av elektromagnetisk strålning av detta material, men minskar kraftigt nära linjerna eller banden, på grund av vilket den högfrekventa permittiviteten är lägre än den statiska. Det finns ett samband mellan ett ämnes permeabilitet och brytningsindex: för ett icke-magnetiskt icke-absorberande medium $\omega$ $\varepsilon _{r}>1$ $\varepsilon _{r}(\omega )$ $n^{2}(\omega )=\varepsilon _{r}(\omega ).$

Relativ permittivitet är en av mediets "elektromagnetiska parametrar", som påverkar fördelningen av komponenterna i den elektromagnetiska fältstyrkevektorn i rymden och beskriver mediet i elektrodynamikens materialekvationer ( Maxwells ekvationer ). $\varepsilon _{r}$

Absolut permittivitet av vakuum

Den elektriska konstanten , även känd som "vakuumets absoluta permittivitet", i SI-systemet av enheter är:

\varepsilon _{0}\approx 8{,}85\cdot 10^{-12}

f/m

(har dimension L −3 M −1 T 4 I 2 ).

I CGS-systemet används dock ofta inte samma konstant i CGS alls , vilket modifierar formlerna korrekt. Till exempel Coulombs lag: $\varepsilon _{0}=1/4\pi ,$ $\varepsilon_{0}$

F=\varepsilon _{r}^{-1}\cdot |q_{1}q_{2}|/r_{12}^{2}.

Den elektriska konstanten är relaterad till den magnetiska konstanten och ljusets hastighet i vakuum:

\varepsilon _{0}\mu _{0}=c^{-2}.

Nedan anges alla formler för SI, och symbolen används som ersättning ( ). $\varepsilon$ $\varepsilon _{r}$ $\varepsilon _{a}=\varepsilon _{0}\varepsilon$

Dielektrisk polarisationseffekt och permeabilitet

Under påverkan av ett elektriskt fält uppstår polarisering i ett dielektrikum - ett fenomen associerat med en begränsad förskjutning av laddningar i förhållande till en jämviktsposition utan ett pålagt elektriskt fält eller rotation av elektriska dipoler .

Detta fenomen karakteriserar den elektriska polarisationsvektorn lika med dipolmomentet för en enhetsvolym av dielektrikumet. I frånvaro av ett externt fält är dipolerna slumpmässigt orienterade (se figuren ovan), med undantag för speciella fall av spontan polarisering i ferroelektrik. I närvaro av ett fält roterar dipolerna i större eller mindre utsträckning (i figuren nedan), beroende på känsligheten hos ett visst material, och känsligheten i sin tur bestämmer permeabiliteten . $\mathbf {P} ,$ $\chi (\omega )$ $\varepsilon (\omega )$

Förutom dipolorienteringen finns det andra polariseringsmekanismer. Polarisering förändrar inte den totala laddningen i någon makroskopisk volym, men den åtföljs av uppkomsten av bundna elektriska laddningar på ytan av dielektrikumet och på platser med materialinhomogeniteter. Dessa bundna laddningar skapar ett ytterligare makroskopiskt fält i dielektrikumet, vanligtvis riktat mot det externa överlagrade fältet. Som ett resultat, vad är en konsekvens av den elektriska polariseringen av material. $\varepsilon _{a}\neq \varepsilon _{0}$

Rollen för ett mediums permittivitet i fysiken

Mediets relativa permittivitet , tillsammans med dess relativa magnetiska permeabilitet och elektriska ledningsförmåga , påverkar fördelningen av den elektromagnetiska fältstyrkan i rymden och används för att beskriva mediet i systemet av Maxwells ekvationer . $\varepsilon$ $\mu$ $\sigma ,$

Ett medium med värden och kallas en ideal dielektrikum (en dielektrikum utan absorption, en dielektrikum utan förluster), för det bestämmer det sådana sekundära parametrar som mediets brytningsindex , utbredningshastigheten, fashastigheten och förkortningsfaktorn av den elektromagnetiska vågen i mediet, mediets vågmotstånd . $\mu=1$ $\sigma=0$ $\varepsilon$

Den relativa permittiviteten för verkliga dielektrika (dielektrika med förluster, dielektrika med absorption, för vilka ) påverkar också värdet på den dielektriska förlusttangenten och absorptionskoefficienten för en elektromagnetisk våg i ett medium. $\sigma >0$

Mediets relativa permittivitet påverkar den elektriska kapacitansen hos ledarna som finns i det : en ökning leder till en ökning av kapacitansen. Vid förändring i rymden (det vill säga om det beror på koordinater) talar man om ett inhomogent medium , beroendet av frekvensen av elektromagnetiska svängningar är en av de möjliga orsakerna till spridningen av elektromagnetiska vågor, beroendet av den elektriska fältstyrkan är en av de möjliga orsakerna till mediets olinjäritet . Om mediet är anisotropt , kommer i materialets ekvation inte att vara en skalär, utan en tensor . När man använder metoden för komplexa amplituder för att lösa systemet med Maxwell-ekvationer och närvaron av förluster i mediet ( ), arbetar de med komplex permittivitet . $\varepsilon$ $\varepsilon$ $\varepsilon$ $\varepsilon$ $\varepsilon$ $\varepsilon$ $\sigma >0$

Således är det en av de viktigaste "elektromagnetiska parametrarna" för motsvarande medium. $\varepsilon$

Dielektrisk konstant för ett icke-absorberande medium

Permeabilitet och relaterade kvantiteter

Såsom applicerat på ett förlustfritt dielektriskt medium är följande relationer giltiga:

\mathbf {D} =\varepsilon _{0}\mathbf {E} +\mathbf {P} =\varepsilon _{0}(1+\chi )\mathbf {E} =\varepsilon _{0 }\varepsilon \mathbf {E} .

I de flesta fall , och, respektive, är helt enkelt dimensionslösa konstanter för ett visst material. I ett vakuum är det noll. $\chi$ $\varepsilon$ $\chi$

En speciell situation uppstår för icke-linjära medier, när det beror på fältets storlek ; detta är möjligt i jämförelsevis starka fält. I ferroelektrik är uppkomsten av spontan polarisation möjligt, nämligen bevarandet av polarisering efter avlägsnandet av det tidigare pålagda yttre fältet. $\varepsilon$ $E$ $\mathbf {P} \neq 0$

Fördelningen av det elektriska fältet i rymden med olika dielektrikum hittas från den numeriska lösningen av Maxwells ekvation:

{\boldsymbol {\nabla }}\cdot \mathbf {D(r)} =\rho (\mathbf {r} ),

eller Poisson-ekvationen för den elektriska potentialen $\varphi :$

{\boldsymbol {\nabla }}\left(\varepsilon (\mathbf {r}){\boldsymbol {\nabla }}\varphi (\mathbf {r} )\right)=-\varepsilon _{0 }^{-1}\rho (\mathbf {r} ),

där anger tätheten av gratis laddningar.

\rho ({\mathbf {r}})

På en oladdad gräns för två dielektriska medier är förhållandet mellan de normala komponenterna av fältstyrkan på båda sidor lika med det omvända förhållandet mellan mediapermeabilitetsvärdena. $E_{n}$

I fallet med ett homogent dielektrikum leder dess närvaro till en minskning av det elektriska fältet med en faktor, jämfört med fallet med ett vakuum med samma fördelning av fria laddningar. Förutom Coulombs lag är ett praktiskt viktigt exempel en kondensator av vilken geometri som helst, vars laddning (men inte potentialskillnaden) för plattorna är fixerad. $\mathbf {E} (\mathbf {r} )$ $\varepsilon$

Permeabilitet i det optiska frekvensområdet

Den dielektriska permittiviteten, tillsammans med den magnetiska, bestämmer fashastigheten för utbredningen av en elektromagnetisk våg i det aktuella mediet, nämligen:

\varepsilon _{0}\varepsilon (\omega )\mu _{0}\mu (\omega )=v_{ph}^{-2}.

Brytningsindexet för ett förlustfritt dielektrikum kan uttryckas som kvadratroten av produkten av dess magnetiska permeabilitet och permittivitet:

n(\omega )={\sqrt {\mu (\omega )\cdot \varepsilon (\omega ))).

För icke-magnetiska medier Värden för det kontextrelevanta optiska området kan skilja sig mycket från statiska värden: som regel mycket lägre än för ett statiskt fält. $\mu =1.$ $\varepsilon$ $\varepsilon$

Men om vi betraktar det optiska frekvensområdet i sig, ökar värdet (och därmed ) i det oftast med ökande. Detta beteende hos brytningsindex ("blått ljus bryts mer än rött ljus") är ett fall av så kallad normal dispersion . Den motsatta situationen, anomal dispersion , kan observeras nära absorptionsband, men ett sådant fall kan inte betraktas som ett fall utan dissipativa förluster. $\omega$ $\varepsilon$ $n$

Permeabilitetstensor för anisotropa medier

Dielektrisk konstant relaterar elektrisk induktion och elektrisk fältstyrka $\mathbf {D}$ $\mathbf {E} .$

I elektriskt anisotropa medier kan hållfasthetsvektorkomponenten inte bara påverka samma komponent i den elektriska induktionsvektorn, utan också generera dess andra komponenter $E_{i}$ $D_{i},$ $D_{j}(j\neq i).$

I det allmänna fallet är permeabiliteten en tensor som bestäms utifrån följande relation ( Einsteins konvention används i notationen ):

D_{i}=\varepsilon _{0}\varepsilon _{ij}E_{j},

eller annars:

\mathbf {D} ={\boldsymbol {\varepsilon }}_{a}\mathbf {E} ,

där fet stil används för vektor- och tensorkvantiteter, och

$\mathbf {E} =E_{1}\mathbf {e} _{1}+E_{2}\mathbf {e} _{2}+E_{3}\mathbf {e} _{3}$ är vektorn för elektrisk fältstyrka ,

\mathbf {D} =D_{1}\mathbf {e} _{1}+D_{2}\mathbf {e} _{2}+D_{3}\mathbf {e} _{3}

är den elektriska induktionsvektorn,

{\boldsymbol {\varepsilon }}_{a}=\varepsilon _{0}\varepsilon _{ij}

är den absoluta permittivitetstensorn.

I det isotropiska fallet påverkar vilken komponent som helst av fältvektorn bara var där är Kronecker-symbolen , så Maxwells ekvationer kan skrivas med den skalära permittiviteten ( bara koefficienten i ekvationen). $E_{i}$ $D_{i},$ $\varepsilon _{ij}=~\delta _{ij}\varepsilon ,$ $\delta _{ij}-$ $\varepsilon-$

Statisk permittivitet för vissa dielektrika

Vakuumvärdet är lika med ett, för verkliga media i ett statiskt fält . För luft och de flesta andra gaser under normala förhållanden är värdet nära enhet på grund av deras låga densitet . I ett statiskt elektriskt fält för de flesta fasta eller flytande dielektrika ligger värdet i intervallet från 2 till 8, för flytande vatten är värdet ganska högt, 88 vid A för fast is är större och uppgår till 97 vid Detta beror på att faktum att H-atomens övergång från en syreatom till en annan atom orsakar en omlagring av kovalenta bindningar och vätebindningar vid båda dessa syreatomer och i deras närhet. Som ett resultat fluktuerar hela strukturen av kovalenta bindningar och vätebindningar i is kraftigt , och detta leder till en anomalt hög polariserbarhet av is, vilket överträffar permittiviteten hos flytande vatten [3] . $\varepsilon$ $\varepsilon >1.$ $\varepsilon$ $\varepsilon$ $\varepsilon$ $0^{\circ }.$ $\varepsilon$ $0^{\circ }.$

Värdet är stort för ämnen med molekyler som har ett stort elektriskt dipolmoment . Värdet på ferroelektrik är tiotals och hundratusentals. $\varepsilon$ $\varepsilon$

Statisk permittivitet för material (tabell)
Ämne	Kemisk formel	Mätförhållanden	Det karakteristiska värdet ε r
Vakuum	-	-	ett
Luft	-	Referensvillkor , 0,9 MHz	1,00058986±0,00000050
Koldioxid	${\ce {CO2}}$	Normala förhållanden	1,0009
Teflon (polytetrafluoretylen, fluoroplast)	${\ce {[{-CF2-CF2-}]_n))$	-	2.1
Nylon	-	-	3.2
Polyeten	${\ce {[{-CH2-CH2-}]_n))$	-	2,25
Polystyren	${\displaystyle {\ce {[{-CH2-{(C6H5)}H-}]_{n))))$	-	2,4-2,7
Sudd	-	-	2.4
Bitumen	-	-	2,5-3,0
koldisulfid	${\ce {CS2))$	-	2.6
Paraffin	${\ce {C18H38-C35H72}}$	-	2,0-3,0
Papper	-	-	2,0-3,5
Elektroaktiva polymerer	−	−	2-12
Ebonit	${\ce {(C6H9S)_2))$	−	2,5-3,0
Plexiglas (plexiglas)	-	-	3.5
Kvarts	${\ce {SiO2))$	-	3,5-4,5
Kiseldioxid	${\ce {SiO2))$	−	3.9
Bakelit	-	-	4.5
Betong	−	−	4.5
Porslin	−	−	4,5-4,7
Glas	−	−	4,7 (3,7-10)
Glasfiber FR-4	-	-	4,5-5,2
Getinaks	-	-	5-6
Glimmer	-	-	7.5
Sudd	−	−	7
Policor	98 % ${\ce {Al2O3}}$	-	9.7
Diamant	${\ce {C}}$	Normala förhållanden	5,5-10
Salt	${\ce {NaCl))$	−	3-15
Grafit	${\ce {C}}$	−	10-15
Keramik	−	−	10-20
Kisel	${\ce {Si}}$	−	11,68
Bor	${\ce {B}}$	−	2.01
Ammoniak	${\ce {NH3))$	20°C	17
		0°C	tjugo
		-40°C	22
		-80°C	26
Etanol	${\ce {C2H5OH}}$ eller ${\ce {CH3-CH2-OH}}$	−	27
metanol	${\ce {CH3OH}}$	−	trettio
etylenglykol	${\ce {HO-CH2-CH2-OH}}$	−	37
Furfural	${\ce {C5H4O2}}$	−	42
Glycerol	${\ce {HOCH2(OH)-CH2OH}}$ eller ${\ce {C3H5(OH)_3))$	0°C	41.2
		20°C	47
		25°C	42,5
Vatten	${\ce {H2O))$	200°C	34,5
		100°C	55,3
		20°C	81
		0°C	88
Fluorvätesyra	${\ce {HF))$	0°C	83,6
Formamid	${\ce {HCONH2))$	20°C	84
Svavelsyra	${\ce {H2SO4}}$	20-25°C	84-100
Väteperoxid	${\ce {H2O2}}$	-30 °C - +25 °C	128
Blåvätesyra	${\ce {HCN))$	(0-21°C)	158
Titandioxid	${\ce {TiO2))$	-	86-173
kalciumtitanat	${\ce {CaTiO3}}$	-	170
strontiumtitanat	${\ce {SrTiO3}}$	-	310
barium strontiumtitanat	${\ce {(Ba_{1-x}Sr_x)TiO3))$ , $0<x<1$	-	500
bariumtitanat	${\ce {BaTiO3}}$	(20-120°C)	1250-10000
Bly zirkonat titanat	${\ce {(Pb[Zr_xTi_{1-x}]O3)))$ , ) $0<x<1$		500-6000
sampolymerer	-	-	upp till 100 000
Kadmiumsulfid	${\ce {CdS))$		9.3

Vissa komplexa ämnen har hög permittivitet: CCTO-keramik och LSNO-keramik ( ca 10 2 respektive 10 6 ) [4] . $\varepsilon$

Dessutom utforskas även metamaterial . Till exempel hittades en permittivitet i storleksordningen 10 7 -10 8 i metalliska nanoöstrukturer på dielektriska substrat [5] [6] .

Inom elektronik är permittiviteten hos isoleringsmaterial en av huvudparametrarna för elektriska kondensatorer . Användningen av ett material med en hög dielektricitetskonstant kan avsevärt minska kondensatorns totala dimensioner. Till exempel, kapacitansen för en platt kondensator:

C=\varepsilon _{0}\varepsilon {\frac {S}{d)),

var är den relativa permittiviteten för materialet mellan plattorna,

\varepsilon

S

är området för kondensatorplattorna,

d

- avstånd mellan plattorna.

Således är den erforderliga arean av plattorna omvänt proportionell . $S$ $\varepsilon.$

Förutom beteckningen tidigare för den relativa permittiviteten användes ibland beteckningen, som i avsaknad av grekiska typsnitt ersattes med . Denna beteckning används nu nästan aldrig och har endast bevarats i förhållande till dielektrikum i fälteffekttransistorer med en isolerad gate . $\varepsilon ,$ $\kappa ,$ $k$

Traditionellt används kiseldioxid (SiO 2 ) i sådana anordningar . Men för att miniatyrisera transistorer i ett visst skede var det nödvändigt att byta till material med högre permeabilitet än SiO 2 (3,9). Detta gör det möjligt att erhålla den önskade kapacitansen med ett tjockare [7] materiallager, vilket är användbart, eftersom problemen med tillförlitlighet och tunnelläckor är relevanta för tunna lager. Exempel på använda " high-k " dielektrikum för grind är ZrO2 , HfO2 ( för de två nämnda materialen ), TiO2 ( ) och ett antal andra. Mikrokretsar baserade på transistorer med sådana material började masstillverkas på 2000-talet [8] . Jakten på nya slutarmaterial fortsätter. $\varepsilon \sim 25$ $\sim 80$

Permeabilitet för ett förlustgivande dielektriskt medium

Komplex permittivitet

När man beskriver elektriska fältsvängningar med metoden för komplexa amplituder i fallet med ett dielektriskt medium med ändlig konduktivitet , kan Maxwells ekvationer skrivas analogt med fallet med ett idealt dielektrikum, om vi introducerar den imaginära komponenten av permeabiliteten. $\sigma$

Låt den elektriska fältstyrkan ändras med tiden enligt den harmoniska lagen (nedan - den imaginära enheten ): $i$

\mathbf {E} =\mathbf {E} _{0}e^{-i\omega t}.

Sedan , och Maxwells ekvation för ett magnetfält som appliceras på ett ledande medium ser ut som: $\partial \mathbf {E} /\partial t=-i\omega \mathbf {E}$

{\boldsymbol {\nabla ))\times \mathbf {H} =\mathbf {j} +{\frac {\partial \mathbf {D} }{\partial t))=\sigma \mathbf {E } +\varepsilon _{0}\varepsilon {\frac {\partial \mathbf {E} }{\partial t))=\varepsilon _{0}\left(\varepsilon +{\frac {i\sigma }{ \varepsilon _{0}\omega }}\right){\frac {\partial \mathbf {E} }{\partial t)).

För att reducera denna ekvation till en form som formellt sammanfaller med formen av ekvationen för ett icke-ledande medium, tolkas värdet inom parentes som den komplexa permittiviteten . I närvaro av anisotropi blir det en tensorkvantitet. Ibland i metoden med komplexa amplituder används ett beroende av formen - då måste tecknet före ersättas överallt. ${\hat {\varepsilon )).$ ${\hat {\varepsilon ))$ ${\displaystyle \mathbf {E} =\mathbf {E} _{0}e^{i\omega t))$ $i$

Även i de fall där mediet har mycket låg konduktivitet i ett konstant elektriskt fält, kan betydande förluster uppstå vid höga frekvenser, som med detta tillvägagångssätt tillskrivs en viss "effektiv" permittivitet:

{\hat {\varepsilon }}=\varepsilon '+\mathrm {i} \varepsilon ''.

Närvaron av den imaginära delen är förknippad med den ändliga konduktiviteten , som bestämmer absorptionen. Om fältändringsfrekvensen är . $\sigma ,$ $\omega$ $\varepsilon ''=\sigma /\varepsilon _{0}\omega$

Utan metoden med komplexa amplituder är det omöjligt att ersätta den komplexa amplituden i Maxwells ekvationer (man bör arbeta direkt och ). Men om de är kända och då kan du använda dem för att analysera mediets egenskaper, beräkna ett antal andra parametrar inklusive absorptionsindex och även göra dig redo för motsvarande frekvens. ${\hat {\varepsilon ))$ $\varepsilon$ $\sigma$ $\varepsilon '$ $\varepsilon '',$ $\varepsilon =\varepsilon '$ $\sigma =\varepsilon _{0}|\varepsilon ''|\cdot \omega$

Karakterisering av dielektriska förluster

Effekttätheten (Watt / m 3 ) för värmeavgivning på grund av dielektriska förluster är:

w_{\mathrm {loss} }={\frac {W_{\mathrm {loss} }}{V}}=\omega \cdot \varepsilon _{0}\cdot |\varepsilon ''|\cdot E^{2}.

En liknande uppvärmningsmekanism används ofta i mikrovågsugnar. För att karakterisera ett dielektrikum med absorption används också värdet på "förlustvinkeltangenten" - förhållandet mellan de imaginära och reella delarna av den komplexa permittiviteten:

{\rm {{tg}\,\delta ={\frac {|\varepsilon ''|}{\varepsilon '}}={\frac {\sigma }{\omega \varepsilon _{0}\ varepsilon'}}.}}

När en växelström flyter genom en kondensator, skiftas spännings- och strömvektorerna med en vinkel , där δ är den dielektriska förlustvinkeln. $\pi /2-\delta$

I frånvaro av förluster δ = 0 . Förlustvinkeltangensen bestäms av förhållandet mellan aktiv effekt och reaktiv effekt vid en sinusformad spänning med en given frekvens. Den reciproka av tan δ kallas kvalitetsfaktorn för kondensatorn.

I närvaro av absorption etableras förhållandet mellan komponenterna i den komplexa permeabiliteten och de optiska storheterna (brytnings- och absorptionsindex) med hjälp av Kramers-Kronig-relationerna och har formen:

(n+\mathrm {i} k)^{2}=(\varepsilon '+\mathrm {i} \varepsilon '')\mu ,

varav följer för icke-magnetiska media:

n^{2}={\frac {1}{2}}\cdot \left({\sqrt {\varepsilon '^{2}+\varepsilon ^{\prime \prime 2}}}+\ varepsilon '\right),

k^{2}={\frac {1}{2}}\cdot \left({\sqrt {\varepsilon '^{2}+\varepsilon ^{\prime \prime 2}}}-\ varepsilon '\right).

Typiskt frekvensberoende av permeabilitet

Parametrarna och vanligtvis starkt beror på frekvensen av svängningar av den elektriska fältstyrkan. Till exempel är det tydligt att i dipolpolarisationsmodellen kanske inte dipolorienteringsprocessen hinner följa förändringar i det applicerade fältet, vilket kan visa sig som en ökning eller minskning av permeabiliteten jämfört med dess statiska värde. $\varepsilon '$ $\sigma$

Det mest typiska beteendet och hur frekvensen fungerar visas i figuren. Bort från materialets linjer och absorptionsband ("naturliga frekvenser") är värdena små och ändras eller ökar inte något med frekvensen. I regionerna nära linjerna har komponenten maxima och minskar kraftigt. Samtidigt utesluts inte en situation där den i något intervall visar sig vara negativ eller positiv, utan mindre än en. I praktiken är detta ett sällsynt fall, och situationen vid extremt höga (röntgen) frekvenser är typiska för alla material: i denna region närmar den sig enhet underifrån med tillväxt . $\varepsilon '$ $\varepsilon ''$ $\omega$ $\varepsilon ''$ $\varepsilon '$ $\varepsilon ''$ $\varepsilon '$ $\varepsilon '(\omega )$ $\varepsilon '<0$ $0<\varepsilon '(\omega )<1$ $\varepsilon '$ $\omega$

Tabeller över icke-specialiserade referensböcker innehåller vanligtvis data för ett statiskt fält eller låga frekvenser upp till flera enheter kHz (ibland även utan att detta faktum indikerar). Samtidigt är värdena i det optiska området (frekvens 10 14 Hz) mycket mindre än de data som presenteras i sådana tabeller. Till exempel, för vatten i fallet med ett statiskt fält är den relativa permittiviteten ungefär 80. Detta är fallet upp till infraröda frekvenser. Med start från ca 2 GHz (här ) börjar falla. I det optiska området är cirka 1,77, respektive vattens brytningsindex 1,33, och inte kvadratroten ur åttio. $\varepsilon '$ $\varepsilon$ $\varepsilon '\approx \varepsilon$ $\varepsilon$

Information om beteendet hos vattnets relativa permittivitet i frekvensområdet från 0 till 10 12 (infrarött) finns på platsen (eng.).

Mätning av permittivitet

Den relativa permittiviteten för ett ämne kan bestämmas genom att jämföra kapacitansen för en testkondensator med en given dielektrikum ( ) och kapacitansen för samma kondensator i vakuum ( ): $\varepsilon$ $C_{x}$ $C_{0}$

\varepsilon ={\frac {C_{x}}{C_{0}}}.

Det finns också optiska metoder för att erhålla den relativa permittiviteten från brytningsindex med hjälp av ellipsometrar och refraktometrar .

Anteckningar

↑ Goldstein L. D., Zernov N. V. Elektromagnetiska fält och vågor. M.: Sov. radio, 1971. S. 11.
↑ Nikolsky V.V., Nikolskaya T.I. Elektrodynamik och utbredning av radiovågor. M.: Nauka, 1989. S. 35.
↑ Finkelstein A. V. Protein Physics / Ptitsyn O. B .. - 3rd ed. - M. : KDU, 2012. - S. 45. - 456 sid. — ISBN 5-98227-065-2 .
↑ Elements - vetenskapsnyheter: Ämne med gigantisk permittivitet hittat . elementy.ru Hämtad 11 februari 2017. Arkiverad från originalet 11 februari 2017. (obestämd)
↑ Nanostrukturer överlägsna ferroelektriska (ryska) . Arkiverad från originalet den 11 februari 2017. Hämtad 11 februari 2017.
↑ Arkiverad kopia . Hämtad 15 februari 2017. Arkiverad från originalet 16 februari 2017. (obestämd)
↑ Kapacitans för en platt kondensator , där d är avståndet mellan plattorna. Ju större d, desto mindre kapacitans. Ökad permeabilitet kan kompensera för detta. $C={\frac {\varepsilon S}{d))$
↑ High-k Gate Dielectrics / Michel Houssa. - CRC Press, 2004. - 601 sid. - (Serie i materialvetenskap och teknik). — ISBN 0750309067 .
↑ Dielektrisk spektroskopi arkiverad 7 mars 2001.

Länkar

Feynman R., Layton R., Sands M. Feynman Föreläsningar i fysik. — M.: Mir, 1965.
Sivukhin DV Allmän kurs i fysik. — M. . - T. III. Elektricitet.
Malyshkina I. A. Grunderna för metoden för dielektrisk spektroskopi (lärobok) // Publishing House of the Physics Department of Moscow State University , M .: 2012 - 81 sidor.
Fysikkurs för FMS vid NSU , avsnittet "Elektromagnetiskt fält", kap. 2: "Dielektrik".