Радиоматериалы і радиокомпоненты

1. Металлы.

1.1 Зонная енергетична структура металлов.

Щоб осягнути, чому метали мають значної провідністю, набагато більшої, ніж провідність діелектриків і напівпровідників, слід подивитися на як і структура їх енергетичних зон.

У ізольованому атомі є низка дозволених рівнів енергії, які можна «заселені» електронами (рис. 1.1, а). Якщо атомів багато, але де вони віддалені досить великі відстані друг від друга, структура енергетичних рівнів не змінюється, а електрони як і виявляються локализованными поблизу своїх ядер. При конденсації речовини і за освіті кристалічною ґрати твердого тіла всі в атомів такого типу електронні рівні (як заповнені електронами, і незаповнені) трохи зміщаються внаслідок впливу сусідніх атомів друг на друга. Зокрема, тяжіння електронів одного атома ядром сусіднього знизає висоту потенційного бар'єра, котрий поділяє електрони в уединённых атомах. Головне у цьому, що з зближення атомів відбувається перекриття електронних оболонок, але це своєю чергою істотно змінює характер руху електронів. Завдяки перекриття оболонок електрони без зміни енергії у вигляді обміну переходити від однієї атома до іншого, тобто переміщатися по кристалу. Обменное взаємодія має суто квантову природу і є наслідком нерозрізненості електронів. І тут вже не можна казати про приналежність тієї чи іншого електрона визначеному атома — кожен валентний електрон всім атомам кристалічною ґрати одночасно. Інакше кажучи, при перекриття електронних оболонок відбувається усуспільнення электронов.

У результаті обмінного взаємодії дискретні енергетичні рівні ізольованого атома розщеплюються в енергетичні зони (малюнок 1.1, б). Дозволені енергетичні зони розділені запрещёнными інтервалами енергії (запрещёнными зонами — ЗЗ). Рівні енергії внутрішніх оболонок, які локалізовано поблизу ядра і піддаються сильному обуренню з боку навколишніх атомів, розщеплюються менше, ніж рівні валентных (зовнішніх) электронов.

Рівні возбуждённого атома.

ЗП.

ЗЗ.

ВЗ.

Рівень невозбуждённого стану атома.

а) б).

Малюнок 1.1 — енергетичні уровни:

а — уединённого атома;

б — твердого тела;

Розглянемо просту кристалічну грати, освічену одним сортом атомів. У кожній разрешённой енергетичної зоні міститься стільки рівнів енергії, скільки атомів міститься в усьому кристалі. Коли ж врахувати, що енергетичні зони мають ширину порядку одиниць еВ, то тут для кристала розміром 1 см³, що містить 1022−1023 атомів, енергетичне «відстань» між рівнем виявиться ~ 10−22−10−23 еВ. Ці цифри свідчать у тому, що енергетичний спектр зони вважатимуться безперервним, бо навіть і теплові флуктуації енергії електрона при нормальних умов становлять значно більшу величину ~ 103эВ.

Прагнення системи атомів до мінімуму енергії призводить до того, що енергетичні рівні зон заселяються наявними електронами «знизу — вгору». У цьому діє принцип Паулі - кожен рівень то, можливо заселён лише двома електронами. У результаті, нижні (внутрішні) зони заселяються повністю до зони, освіченою валентными рівнями. Валентна зона (ВЗ) є останньою заселеній зоною. Залежно від «укомплектованості» електронами вони можуть виявитися або повністю заповненою, або частково заповненою. Наприклад, якщо валентна зона освічена S-оболочками атомів, мають за одним електрону (лужні метали), вона буде заповнена рівно наполовину. Наступна за валентної зоною вільна, незаповнена електронами зона називається зоною провідності (ЗП). Взаємна становище цих зон і рівень заповнення валентною зони визначають більшість процесів, які у твердому теле.

1. Припустимо, що валентна зона населена повністю (малюнок 1.2). Якщо за цьому між валентної зоною — та зоною провідності є досить велика зона заборонених енергій ?Є > ~ 0.1 еВ, то такий стан відповідає або напівпровідникові (?Є < ~ 3 еВ), або диэлектрику (?Є > ~ 3 еВ). Знаходячись у валентною зоні, електрони роблять квантовомеханічні руху, але з здатні до поданого руху (дрейфу) в електричному полі, бо на те їм необхідні змінювати свою енергію, переходячи з рівня до рівня. Але рівні не більше валентної зони повністю заселені, тому дрейф можливий лише за умови перекидання частини електронів з валентною зони до зони провідності рахунок зовнішніх збудливих чинників (температурний нагрівання, освещёние і т.д.).

Рівні возбуждённого атома.

?Є 3.

а) б) в).

1 — валентна зона;

2 — зона проводимости;

3 — запрещённая зона;

Малюнок 1.2 — структура енергетичних зон діелектриків (а),.

напівпровідників (б) і металів (в).

2. Випадок, коли заборонна зона виявляється незначною, чи взагалі немає, (валентна зона перекривається з зоною провідності) відповідає матеріалу високої провідності - метали, оскільки електрони отримують унікальну можливість щодо вільно змінювати свою енергію при вплив зовнішнього електричного поля, безперешкодно переходячи із зони в зону.

3. якщо валентна зона населена електронами частково то, очевидно, що відповідний матеріал має металевими властивостями незалежно від взаємної розташування валентною зони і зони проводимости.

Випадок перекритих зон та випадок частково заповненою валентною зони з погляду електропровідності еквівалентні. Важливо, що справжній рівень Фермі металів розташований у області дозволених квазинепрерывных енергетичних зон, І що концентрацію носіїв заряду («вільних» електронів) вважатимуться майже постійної стосовно зміни зовнішніх умов. І це відрізняє метали від напівпровідників, які мають носіїв заряду різко зростає зростанням температуры.

1.2 Основні електричні параметри металлов.

Із загального курсу фізики відомо, що щільність електричного струму в речовині визначається зарядом q, концентрацією n і дрейфовой (середньої спрямованої) швидкістю носіїв заряду vдр

j = q n vдр; (1.1).

Дрейфовая швидкість окреслюється середня векторна сума швидкостей електронів. Дрейфовую швидкість не можна плутати з теплової швидкістю vт, яка дорівнює середньому модулю швидкості электронов:

(1.2).

Cсредняя теплова швидкість пов’язані з температурою металу соотношением.

mvт2 = 3kT звідки слід, що з кімнатної температурі ~ 300К, теплова швидкість значна і має порядок 105 м/с.

Через те, що напрями швидкостей електронів хаотичні, за відсутності електричного поля дрейфовая швидкість дорівнює нулю. При вплив електричного поля електрони отримують деяку додаткову складову у бік поля. Однак це добавка незначна, та практично важить на характер руху електронів. Елементарні розрахунки показують, що з самому жорсткого режимі перебігу струму, величина дрейфовой швидкості перебігу струму не перевищує ~ 10−4 м/с, цебто в 9 і більше порядків менший від теплової. Це з тим, що електрони, набуваючи від зовнішнього поля незначний надлишок енергії (понад теплової енергії), відразу розсіюють їх у матеріалі внаслідок взаємодії з динамічними і статичними дефектами. За умов настільки великих сил «терния» має місце пряма пропорційність між дрейфовой швидкістю і напруженістю поля:

vдр =? E; (1.3).

Коефіцієнт пропорційності? називається «рухливість» [м2 / У з]. Підстановка (1.3) в (1.1) даёт.

j = q n? E; (1.4).

Коефіцієнт пропорційності між щільністю струму і напруженістю поля називається «провідність» [?] = [1 / Ом м], а величина, зворотна йому — «удільне опір» [?] = [Ом м]:

? = q n ?;? = 1/?. (1.5).

1.3 удільне опір чистих металлов.

Якби кристалічна ґрати було б позбавлена дефектів, електричне опір металу дорівнювало б нулю, оскільки електрони не відчували б розсіювання енергії і безперешкодно прискорювалися в електричному полі. У цьому нерухомі власні іони, які працюють у вузлах кристалічною ґрати не були б рассеивающими центрами, з самосогласованности полі з квантовомеханическим рухом электронов.

Насправді ж, як раніше, присутність дефектів структури в кристалічною ґрати неминуче. Розсіювання електронів може й в регулярних частинах кристала, оскільки сувора періодичність його порушується тепловими коливаннями іонів. Досвід свідчить, що став саме теплові коливання ґрати є головним рассеивающим чинником в чистих металах. Звідси випливає, що зі збільшенням температури опір металів має монотонно зростати, як і зокрема у дослідах. Розглянемо типову залежність питомої опору чистого металу від температури (малюнок 1.3, а). Більшість чистих металів у сфері низьких температур спостерігається прискорений ріст питомої опору залежно від температури, що можна описати статечної залежністю. У сфері відносно високих температур, вище так званої температури Дебая Т.ін, залежність стає близька до лінійної. Характер зростання питомої опору на всьому діапазоні температур можна пояснити лише з позицій квантової теорії. Річ у тім, що всяке коливання кристалічною ґрати розкласти на елементарні коливання, чи коливальні кванти — фотони. Фотони, як і електрони мають дискретним спектром енергій, причому разрешённая зона фотонів має ширину ~ 0.01 еВ. Проте за них поширюється принцип Паулі, і кожному рівню енергії може відповідати як завгодно велика кількість фотонів. Говорячи спрощено, за умов зростання температури від абсолютного нуля до температури Дебая, зростає кількість фотонів, відповідне кожному окремому возбуждённому рівню енергії. Але, ще, порушуються дедалі більше і вищі рівні енергії фотонів. При температурі Дебая порушено вже всі фотонні рівні, тому приріст фотонів уповільнюється, і залежність ?(Т) перетворюється на лінійну. Як свідчить експеримент, лінійна апроксимація температурної залежності ?(Т) справедлива для температур вище 2/3 Т.ін з помилкою, яка перевищує 10%. Температура Дебая більшість металів становить 400 — 450К, тому лінійне наближення зазвичай справедливо для температур від кімнатної і від. Поблизу температури плавлення Тпл відбувається відхилення від лінійного закону, а за нормальної температури плавлення настає різке скачёк питомої опору, пов’язані з фазовим переходом. Зазвичай, опір сплаву вище, ніж опір твё1рдого металу. Виняток становлять такі метали, як Bi, Ga та інших, які мають за нормальної температури плавлення опір падает.

У сфері температур, близьких до нуля, деякі метали (наприклад, Nb, Sn, Al, Zn, Hg та інших.) переходить до надпровідний стан, у якому удільне опір різко знижується нанівець (малюнок 1.3, б). У металів, не які у надпровідний стан (наприклад, Pt, малюнок 1.3, б), за незначного зниження температури до нуля, удільне опір залишається на деякому сталому рівні ?0. це значення називається залишковим опором. Вочевидь, вона пов’язана з тепловим розсіюванням електронів. Досвід свідчить, що ?0 пропорційно кількості домішок, і навіть зростає при загартуванню і механічних деформації, отже, залишкове опір пов’язане тільки з наявністю дефектів. З сказаного слід, що удільне опір металу можна як суми тампературозависимой і залишкової (постійної стосовно зміни температури) составляющей.

? = ?т + ?0. (1.6).

Для характеристики впливу температури певну температурозависимую величину (в обмеженому температурному діапазоні, де її зміна вважатимуться приблизно лінійним), вводять поняття температурного коефіцієнта цієї величини.? / ?273.

? 0,015.

Pt.

0,010.

Hg.

0,005.

?ост.

0 Тсв Т.ін Тпл Т 0 Тсв 10 15 Т, К.

а) б).

Малюнок 1.3 — температурна залежність питомої опору металлов:

а — широтою діапазону температур (схематично);

б — у сфері низьких температур для платини і ртути.

Температурним коефіцієнтом величини, А називається відносне зміна величини При зміні температури однією градус.

(1.7).

Слід зазначити, що навіть за умови суворого лінійного зміни фізичної величини за зміни температури, ТК сам є функцією температури. Вислів, що стоїть після першого наближеного рівності, дає рецепт визначення ТК в кінцевих приращениях при деякою конкретної температурі Т0 з урахуванням експериментального виміру залежності А (Т) на околиці Т0. у своїй кінцеве прирощення? А відкладається на дотичній до характеристиці у точці Т0. вираз, що стоїть другого приближённого рівності, дає рецепт визначення середнього ТК на температурному діапазоні від Т1 до Т2. причому у відповідність до прийнятими стандартами, відносне зміна величини визначають розподілом різниці (А2 — А1) на значення, відповідне найменшої температурі діапазону А1. при слабкої температурної залежності величини Ті відмінності немає істотного значення. З (1.7) слід формула, що дозволяє, з урахуванням відомого ТК та відомого значення А0 при кімнатної температурі Т0, визначити значення При інший температурі Т: А (Т) = А0 [1 + ТКА (Т — Т0)].

Незалежно від розмірності величини А, температурні коефіцієнти мають однакову розмірність — К-1.

Типові значення температурного коефіцієнта питомої опору ТК? для чистих металів становлять ~ 10−3 К-1. Розглянемо ТК? металу з дефектами, використовуючи вираз (1.7) й гадаючи виконання співвідношення (1.6):

ТК? = 1/? d?/dT = 1/(?т + ?0) d? т/dT = ?т/(?т + ?0) [(1/?т) d? т/dT] = ТК? т ?т/(?т + ?0). (1.8).

Одержаний вираз свідчить, що з запровадження домішок (збільшення постійної складової ?0) удільне опір металу стає менш температурозависимым (ТК? зменшується). Досвід свідчить, що запровадженням домішок це значення можна понизити на 1−2 порядку (у своїй, проте, загальне удільне опір повышается).

Типові значення питомих опорів чистих металів становлять ~ 10−8 — 10−7 Ом м. Найбільш які проводять при кімнатної температурі є відома четвірка металів Ag, Au, Cu, Al. Їх удільне опір < 3 10−8 Ом м.>

1.4 Електричні властивості металевих сплавов.

Поруч із чистими металами, практично часто використовують металеві сплави. Одержання сплаву за певної міри вважати запровадженням домішки на метал, у якому концентрація атомів домішки порівнянний з концентрацією основного речовини. У цьому втрачається зміст у поділі речовини на домішка і основу. З викладеного вище, легко зрозуміти, що удільне опір сплаву має бути більше, ніж удільне опір окремих компонент, оскільки відбувається взаимообусловленное порушення періодичності кристалічних структур. На відміну від чистих металів, залишкова складова питомої опору сплаву на багаторазово температуронезависимую составляющую.

Для простоти розглянемо сплави, містять два компонента Проте й У. для сплавів типу фізичного розчину температуронезависимая залишкова складова досить добре описується параболічної залежністю Нортгейма:

?0=СХАХВ=СХВ (1-ХВ), (1.9).

де ХА=NА/N і ХВ=NВ/N — атомні частки компонентів Проте й У в сплаве;

N, NА, NВ — загальна концентрація атомів і концентрація атомів Проте й В;

З — константа, що залежить від температури компонент. Така залежність відповідає концентрационной залежності повного питомої опору, показаної малюнку 1.4.

? ТК?

0 Х в, % 100.

Малюнок 1.4.

Сплави мають значно вищі значення питомої опору, ніж чисті метали. З іншого боку, як слід, зокрема, з висловлювання (1.8), сплави термостабильнее чистих металів, тобто, їх ТК? істотно нижчий (малюнок 1.4). Обидва ці властивості можна використовуватиме виготовлення резисторів — дротяних і плёночных.

0 Х в, % 100.

Малюнок 1.5.

Закон Нортгейма і співвідношення для ТК? добре виконуються тільки до сплавів, що становлять фізичний розчин компонент Проте й У (суміш фаз). Нерідко, розчини можуть утворювати звані интерметаллические сполуки — власне, нові хімічні речовини зі своїми кристалічною структурою, у якій атоми двох компонент суворо упорядковані. Наприклад, в сплавах Mg — Zn можуть утворюватися такі сполуки MgZn, Mg2Zn3, Mg2Zn4, Mg2Zn6 до регулярних власними кристалічними системами. На діаграмах «свойство-состав» таких сплавів тлі загального максимуму, за певних співвідношеннях у складі, спостерігаються різкі провали, відповідні чистої металевої фазі (малюнок 1.5).

2. Диэлектрики.

2.1 Функції, що їх диэлектриками в РЭА.

Діелектрики мають надзвичайно велику значення для радіоелектронної техніки. Теоретичні питання, пов’язані з будовою діелектриків з погляду зонної теорії, було розглянуто у пункті 1.1. У найпростіших випадках собі застосування, діелектрики використовують як электроизоляционных матеріалів. Призначення електричної ізоляції зводиться до того що, щоб перешкодити проходженню електричного струму шляхами, небажаним до роботи даної електричної схеми. Проте, крім пасивних, ізолюючих функцій, деяких видів діелектриків виконують активні функції, часом складніші, ніж напівпровідникові матеріали. Дамо певний (неповний) перелік функцій, виконуваних диэлектриками в РЭА і елементів, у яких используются.

Пасивні функции.

1) Электроизоляция провідників тока;

2) Поляризационно — изорирующая межобкладочная середовище конденсаторов;

3) Подзатворная ізоляція польових транзисторов;

4) єднальна середовище магнитодиэтектриков;

Активні функции.

5) Вариконды, датчики температури, нелинейные підсилювальні елементи (з урахуванням сегнетоэлектриков);

6) П'єзоелектричні генератори, резонатори, трансформатори. Елементи акустоэлектроники (з урахуванням пьезоэлектриков, акустооптических материалов);

7) Джерела постійного електричного поля (з урахуванням электретов);

8) Электролюминофоры, фотолюминофоры, сцинтилляторы;

9) Модулятори света;

10) Оптичні запам’ятовуючі устройства;

11) Індикатори (з урахуванням рідких кристаллов);

12) Робітники оптичні лазерні среды.

2.2 Види поляризаций.

Вільні заряди — заряди здатні рухатися під впливом електричного поля на відстані, які набагато перевищують межатомные.

Пов’язані заряди — заряди, смещающиеся під впливом електричного поля на відстань, порівнянні, чи менші, ніж межатомные расстояния.

Поляризація — спрямоване переміщення у вихідному матеріалі великої кількості пов’язаного заряду на мізерно малі відстані, порівнянні, або меншої, ніж межатомные расстояния.

Фізично процес поляризації може протікати по-різному і супроводжуватися різними явищами, тому, з урахуванням фізичних тонкощів поляризацію поділяють на види й класи (малюнок 2.1). Принципові відмінності пружних і неупругих видів поляризації відбито в таблиці 2.1. Спонтанна поляризація — щодо рідкісне та унікальне явище, властиве деяким кристалічним диэлектрикам. На відміну від інших видів поляризації, пружних і неупругих, спонтанна поляризація має здатність нелинейности.

ПОЛЯРИЗАЦИИ.

Пружні Неупругие.

Релаксационные Міграційні Спонтанная.

1. Электронно- 1. Ионно- 1. Межслоевая.

пружна релаксациооная 2. Высоковольтная.

2. Ионно-упругая 2. Дипольно;

релаксационная.

3. Дипольно- 3. Электронно;

пружна релаксационая.

Малюнок 2.1 — Види поларизации.

Таблиця 2.1 — Особливості пружних і неупругих видів поляризации.

Пружні види Неупругие виды.

1. Мале час встановлення? < ~ 10−12 з. 1. Щодо велике час встановлення? < ~ 10−7 c.>

2. малі усунення пов’язаних зарядів (не більше пружних сил), на відстані значно менші межатомных. 2. Зміщення пов’язаних зарядів відбувається на відстані порядку межатомных (пружні сили преодолеваются).

3. відсутність розсіювання енергії як тепла на радіочастотах. 3. мають місце втрати енергії як тепла у процесі встановлення на радиочастотах.

Зазначені в таблиці відмінності взаємно обумовлені. Якщо заряди пов’язані сильним внутрішнім полем, а зовнішнє електричне полі, і теплові коливання неспроможні розірвати ці зв’язку, це відбувається невеличке усунення заряду не більше дії пружних сил. Енергія зовнішнього джерела поля, витрачена на усунення зарядів, практично цілком повертається джерелу після зняття поля, — у процесі зворотного усунення у зовнішній ланцюга индуцируется струм, має протилежний зміст стосовно току прямого усунення. Час встановлення пружних поляризаций мало, бо вона визначається динамічним зміщенням мікрочастинок при вплив ними поля.

Якщо заряди «прив'язані» до свого місця щодо слабко і здатні, подолавши пружні сили, зміститися на відстань, однакову одній або кільком межатомным відстаней, те з неминучістю виникає їхню взаємодію з оточуючими частинками. Отже, у процесі непружній поляризації частина енергії зовнішнього поля передадуть середовищі як теплової енергії. Слід зазначити, причиною виникнення неупругих поляризаций є спільну дію зовнішнього електричного поля і теплового руху частинок середовища. Одне зовнішнє полі нездатна розірвати навіть слабкі зв’язку, тому релаксационная поляризація мусить бути термоактивирована. У результаті, характерне час встановлення поляризації визначається не динамікою усунення частинок на полі, а характерним часом термоактивационного прыжка.

Назва «релаксационные» більшість неупругих видів поляризації одержало тому, що їх встановлення у часі t описується релаксационными законами, що містять затухающие експоненти типу exp (-t / ?). Параметр ?, що називається часом релаксації, власне визначає час встановлення даної поляризації. Будь-яка релаксационная поляризація пов’язані з переміщенням пов’язаного заряду на відстані, порівнянні чи великі, ніж межатомные расстояния.

2.3 Діелектричні потери.

Потужність, выделяющаяся в диэлектрике як тепла при вплив нею електричного поля, називається діелектричними потерями.

Мірою збитків є щільність потужності теплової енергії, тобто, кількість тепла, який виділяється в одиниці обсягу матеріалу за одиницю часу [w] = [Вт / м3].

При вплив електричного поля була в будь-якому материалле виділяється тепло зокрема й у диэлектрике. Втрати в діелектриках викликаються різними процесами, тому їх поділяють сталася на кілька видів (малюнок 2.2).

ДІЕЛЕКТРИЧНІ ПОТЕРИ.

Пов’язані із течією провідності Пов’язані із течією смещения.

Jпр =? Є Jсм = dD/dt (поляризацией).

Втрати провідності Релаксационные потери.

Ионизационные втрати Резонансні потери.

Міграційні втрати Сегнетоэлектрические потери.

Малюнок 2.2 — Види діелектричних потерь.

Відповідно до малюнка є дві головна причина втрат. Перша причина — наскрізний струм, чи струм провідності, обумовлений наявністю певної кількості вільного заряду, що створює провідність. Друга причина — поляризація. Поляризація, як і будь-яка реальний фізичний процес, супроводжується втратою певній порцією енергії під час усунення пов’язаного заряду (у разі виникнення струму 0, смещения).

Втрати провідності. Більшість твердих діелектриків наскрізна провідність обумовлена рухом слабко закріплених іонів, що у щодо неглибоких потенційних ямах. Рух іонів мають характеру окремих стрибків, викликаних повідомленням ним із боку окремого колективу частинок порцій енергії, достатніх задля подолання бар'єрів. Електричне полі, створює дисбаланс в ймовірності стрибків проти і з напрямку поля, і поза рахунок цього рух відбувається щодо одного направлении.

Ионизационные втрати творяться у діелектриках, мають всередині себе газоподібні пори. Прикладом може бути кераміка, чи деякі пухкі полімери. Електрична міцність газів щодо низька, тому, тоді як диэлектрике створено досить сильний полі, то газоподібні включення пробиваються, і над ними спалахують звані часткові розряди. У розряді виділяється тепло, що становить частина втрат диэлектрика. Часткові розряди може бути причиное поступового руйнації матеріалу рахунок взаємодії іонів і електронів, ускоренны в розряді, із головною речовиною. Поступова ерозія речовини при часткових розрядах призводить до старіння і наприкінці кінців, до пробою диэлектрика.

Особливістю іонізаційних збитків є їх сильна залежність від напруги вище деякого граничного значення Е0.

Ионизационные струми, як та інші струми провідності, млжно охарактеризувати величиною провідності, проте провідність буде складним чином залежить від напруженості поля.

Міграційні втрати мають місце у сильно неоднорідних діелектриках, які з окремих фаз. Навіть якщо взяти проходження вільних зарядів крізь кордону розділу фаз утруднено, вільні заряди можуть мігрувати не більше зерен, створюючи короткочасні струми провідності і. Міграційні втрати дають максимуми на частотних залежностях тангенса кута діелектричних втрат, подібні релаксационным максимумам.

Релаксационные втрати. Що стосується, тоді як диэлектрике значна релаксационная поляризація, то неминуче виникають втрати пов’язані з цим поляризацією. У процесі усунення пов’язаних зарядів виникають сили опору з боку оточуючих молекул, подібні силам тертя. У цьому, кожен диполь передає матеріалу певну порцію енергії. Щойно усунення сталося, теплові втрати припиняються. Тому, казати про релаксаційних втрати є лише тоді, коли на діелектрик діє змінне полі сі усунення зарядів відбувається периодически.

З огляду на інерційності встановлення релаксационной поляризації, при стрибкоподібному зміні зовнішнього поля, рівноважна поляризованность (для даної напруженості) може встановитися лише через время.

Резонансні втрати. Втрати, створювані пружними видами поляризації, пренебрежимо малі якщо поляризація відбувається під впливом змінних полів радіочастотного діапазону. Через малої амплітуди усунення частинок, вони на полі пружних сил. У разі резонансу (інфрачервоний діапазон частот) може різко змінитися амплітуда і характеру коливань частинок, що зумовлює порушення умови пружності зусиль і виникненню втрат. Тому, різкої зміни діелектричним проникності при резонансі частинок відповідає максимум тангенса діелектричних потерь.

Сегнетоэлектрические втрати обумовлені рухом кордонів доменів в діелектриках, які мають спонтанної поляризацією (такі діелектрики називають сегнетоэлектриками). Ці втрати істотні у умовах гранично низьких частот і визначаються чистотою і досконалістю внутрішньої структури кристала. Про більші втрати в сегнетоэлектриках може свідчити яскраво виражена петлеобразность характеристики D (E).

3. Магнітні материалы.

3.1. Класифікація речовин по магнітним свойствам.

По реакцію зовнішнє магнітне полі, і характеру внутрішнього магнітного упорядкування все речовини у природі можна підрозділити п’ять груп: диамагнетики, парамагнетики, ферромагнетики, антиферромагнетики і ферримагнетики. Зазначеним видам магнетиков відповідають п’ять різних видів магнітного стану речовини: диамагнетизм, парамагнетизм, ферромагнетизм, антиферромагнетизм і ферримагнетизм.

До диамагнетикам відносять речовини, які мають магнітна сприйнятливість негативною та залежною від напруженості зовнішнього магнітного поля. До диамагнетикам ставляться інертні гази, водень, азот, багато рідини (вода, нафта і природний її похідні), ряд металів (мідь, срібло, золото, цинк, ртуть, галій та інших.), більшість напівпровідників (кремній, германій, сполуки А3В5, А2В6) і органічних сполук, щелочно-галоидные кристали, неорганічні скла та інших. Диамагнетиками є всі речовини з ковалентної хімічної зв’язком і ті речовини в сверхпроводящем состоянии.

До парамагнетикам відносять речовини з позитивною магнітної сприйнятливістю, яка від напруженості зовнішнього магнітного поля. До парамагнетиков відносять кисень, окис азоту, лужні і щелочноземельные метали, деякі перехідні метали, солі заліза, кобальту, нікелю і рідкісноземельних элементов.

До ферромагнетикам відносять речовини з великою позитивної магнітної сприйнятливістю (до 106), яка залежить від напруженості магнітного поля і температуры.

Антиферромагнетиками є речовини, у яких нижче деякою температури спонтанно виникає антипараллельная орієнтація елементарних магнітних моментів однакових атомів чи іонів кристалічною грати. При нагріванні антиферромагнетик відчуває фазовий перехід у парамагнитное стан. Антиферромагнетизм виявлено у хрому, марганцю й низки рідкісноземельних елементів (Ce, Nd, Sm, Tm та інших.). Типовими антиферромагнетиками є найпростіші хімічні сполуки з урахуванням металів перехідною групи типу окислів, галогенидов, сульфидов, карбонатів і т.п.

До ферримагнетикам відносять речовини, магнітні властивості яких обумовлені нескомпенсированным антиферромагнетизмом. Подібно ферромагнетикам вони мають високої магнітної сприйнятливістю, яка істотно залежить від напруженості магнітного поля і температури. Поруч із ферримагнетики характеризуються і низкою істотної різниці від ферромагнитных материалов.

Властивості ферримагнетиков мають деякі впорядковані металеві сплави, але, переважно, — різні оксидные сполуки, серед яких найбільший практичний цікаві ферриты.

3.2. Класифікація магнітних материалов.

Застосовувані в електронної техніці магнітні матеріали поділяють на дві основні групи: магнитотвердые і магнитомягкие. До окремої групу виділяють матеріали спеціального назначения.

До магнитотвердым відносять матеріали з великою коэрцитивной силою Нс. Вони перемагничиваются лише дуже сильних магнітних полях і служать виготовлення постійних магнитов.

До магнитомягким відносять матеріали з малої коэрцитивной силою і високої магнітної проницаемостью. Вони у змозі намагнітіться до насичення в слабких магнітних полях, характеризуються вузької петлею гистерезиса і малими втратами на перемагничивание. Магнитомягкие матеріали використовують у основному ролі різних магнитопроводов: сердечників дросселей, трансформаторів, електромагнітів, магнітних систем електровимірювальних приладів та т. п.

Умовно магнитомягкими вважають матеріали, які мають Нс < 800 А/м, а магнитотвердыми — з Нс > 4 кА/м. Необхідно, проте, відзначити, що з кращих магнитомягких матеріалів коэрцитивная сила їх може становити менш 1 А/м, а кращих магнитотвердых матеріалах його значення перевищує 500 кА/м. За масштабами застосування в електронної техніці серед матеріалів спеціального призначення слід виділити матеріали з прямокутної петлею гистерезиса (ППГ), ферриты для пристроїв сверхвысокочастотного діапазону і магнитострикционные материалы.

Усередині кожної групи розподіл магнітних матеріалів за родами і видам відбиває розбіжності у їх будову і хімічний склад, враховує технологічні особливості і пояснюються деякі специфічні свойства.

Властивості магнітних матеріалів визначаються формою кривою намагничивания і петлі гистерезиса. Магнитомягкие матеріали застосовуються щоб одержати великих значень магнітного потоку. Розмір магнітного потоку обмежена магнітним насиченням матеріалу, тому основним вимогою до магнітним матеріалам сильноточной електротехніки і електроніки є висока індукція насичення. Властивості магнітних матеріалів залежить від їх хімічного складу, від чистоти використовуваного вихідного сировини й технології виробництва. Залежно від вихідного сировини й технології виробництва магнитомягкие матеріали діляться втричі групи: монолітні металеві матеріали, порошкові металеві матеріали (магнитодиэлектрические) і оксидные магнітні матеріали, коротко звані ферритами.

3.3 Ферриты.

Ферриты є хімічні сполуки, у випадку мають формулу МFe2O4, де М — найчастіше двухвалентный іон металу, наприклад, Cu, Zn, Mg, Ni, Fe, Co і Mn. На відміну від порошкових сердечників ферриты є монолітні матеріали. Магнитомягкие ферриты кристалізуються в кубічної системи та мають структуру шпінелі - мінералу складу MgAl2O4. Найчастіше застосовуються ферриты наступних типов:

MnO*ZnO x 2Fe2O3 — марганцево-цинковый феррит;

Nio*ZnO x 2Fe2O3 — никель-цинковый феррит;

MgO*MnO*2Fe2O3 — магний-марганцевый феррит.

Ферриты мають високе удільне електричне опір порядку 10−109 Ом*см і таким чином низькі втрати на вихрові струми. Індукція насичення становить приблизно 20−25% від індукції насичення железа.

Ферриты діляться втричі подгруппы:

а) ферриты з гарантованими втратами і проницаемостью;

б) ферриты з прямокутної петлею гистерезиса;

в) ферриты зі спеціальними свойствами.

Марганец-цинковые ферриты проти никель-цинковыми мають менші втрати. Обидва ці виду феритів ставляться до першої підгрупі. Т.к. никель-цинковые ферриты мають вищу електричне опір, їх доцільно запровадити у області частот від 500 кГц до 200 МГц і від, тобто. для ланцюгів високочастотної техніки. Магний-цинковые ферриты призначені до застосування буде в діапазоні від звукових частот за кілька МГц.

Ферриты з прямокутної петлею гистерезиса бувають никель-цинковыми чи магний-марганцевыми. У техніці УКХ також застосовуються магний-марганцевые ферриты, проте співвідношення окремих складових частин у потрійний системі відрізняється від складу магний-марганцевых феритів з прямокутної петлею гистерезиса. Ці ферриты разом із магнитострикционными матеріалами ставляться до групи матеріалів зі спеціальними свойствами.

Завдяки своїм властивостями, ферриты мають дуже широкий діапазон застосування. Нині ферриты застосовують у виробництві реле, сетевых трансформаторів пристроїв зв’язку, дросселей, електромеханічних перетворювачів і резонаторів тощо. Однак найбільша поширення ферриты отримали виробництві сердечників для котушок (феррокатушек), запам’ятовувальних і переключающих ланцюгів і т.п.

3.3.1 Особливості ферримагнетиков.

Будова ферримагнетиков. Ферримагнетики отримали свою назву від феритів, під якими розуміють хімічні сполуки окисла заліза Fe2O3 з окислами інших металів. Нині використовують сотні різних марок феритів, які відрізняються хімічним складом, кристалічною структурі, магнітним, електричним та інших свойствам.

Найбільшого застосування знайшли ферриты зі структурою природного мінералу шпінелі. Щодо хімічного складу ферритов-шпинелей відповідає формулі МеFe2O4, де під Ме розуміють будь-якої двухвалентный катіон. Приклад цих сполук розглянемо найхарактерніші риси магнітних властивостей ферримагнетиков.

Дослідження свідчать, що наявність або відсутність магнітних властивостей визначається кристалічною структурою матеріалів і зокрема, розташуванням іонів двовалентних металів і заліза між іонами кисню. Елементарна осередок шпінелі є куб, до складу якої входить вісім структурних одиниць типу МеFe2O4, тобто. 32 іона кисню, 16 іонів трехвалентного заліза і побачили 8-го іонів двухвалентного металу. Кисневі іони розташовані за принципом щільною кубічної упаковки куль. У цьому виникають междуузлия двох типів: тетраэдрические, освічені оточенням чотирьох іонів, і октаэдрические, освічені оточенням шести іонів кисню. У цих кисневих междуузлиях перебувають катиони металів. Загалом у елементарної осередку шпінелі то, можливо заповнене 8 тетраэдрических проміжків (назвемо їх позиціями типу А) і 16 октаэдрических місць (позиції типу В).

Структуру, коли всі катиони двухвалентного заліза займають позиції типу А, а катиони трехвалентного заліза розподіляються в междуузлиях типу У, називають нормальної шпинелью. З огляду на такий характер розподілу катионів по кисневим междуузлиям, формулу феррита зі структурою нормальної шпінелі можна наступного виде:

(Мe2+)[Fe3+Fe3+]O4.

де у круглі дужки вказані іони, що займають позиції типу А, а квадратних — іони в позиціях типу У. Стрілками умовно показано напрям магнітних моментів катионів. У структурі нормальної шпінелі кристалізуються ферриты цинку (ZnFe2O4) і кадмію (CdFe2O4). Як показано далі, ферриты зі структурою нормальної шпінелі немагнитны.

Частіше зустрічаються ферриты з іншим характером розподілу катионів по кисневим междуузлиям. Структура, у якій катиони Ме2+ перебувають у позиціях типу У, а катиони трехвалентного заліза порівну розподіляють між позиціями Проте й У, отримав назву зверненої шпінелі. Формулу зверненої шпінелі з урахуванням розподілу катионів можна записати в виде:

(Fe3+)[Me2+Fe3+]O4.

Структуру зверненої шпінелі мають ферриты нікелю, кобальту, міді деяких інших элементов.

Більшість реальних феритів характеризується деяким проміжним розподілом катионів, що й іони Ме2+, і іони трехвалентного заліза Fe3+ займають огляду на те чи іншого типів. Такі структури називають амфотерной шпинелью. Проміжного розподілу катионів відповідає структурна формула.

(Me2+1-x Fe3+x)[Me2+x Fe3+1-x]O4.

де параметр x характеризує ступінь спрямованості шпінелі. Структурі нормальних пенсій і зверненої шпінелі відповідають значення x, рівні, відповідно, нулю і единице.

Природа магнітного упорядкування. У феритах магнитоактивные катиони перебувають досить далеко друг від друга, оскільки розділені анионами кисню, не з магнітним моментом. Тому пряме обменное взаємодія між катионами виявляється дуже слабким або відсутня взагалі. Їх електронні оболонки мало перекрываются.

3.4 Природа обмінного взаимодействия.

Елементи з недобудованими внутрішніми оболонками називаються переходными.

На малюнку 3.1 схематично показано структура атома заліза, який містить 26 електронів в чотирьох оболонках. Цифри вказують кількість електронів на подоболочках, напрями спинов умовно є такі «+» і «-». На зовнішньої 4s-оболочке перебуває два електрона зі спинами, мають протилежний зміст (спини компенсовані). Проте за внутрішньої подоболочке 3d перебуває шість електронів, їх в чотирьох електронів спини не компенсовані. Інакше кажучи, ця подоболочка є недобудованій. Між сусідніми атомами виникає обменное взаємодія, характеризуемое значенням інтеграла обмінній енергії. Виявляється, що обсяг і це ознака обмінній енергії А залежить від відносини відстані між атомами до радіусу незаповненою оболонки (малюнок 3.2). схематичний графік залежності А (a/r) показаний малюнку 3.3. різні ділянки цієї залежності характеризують різко різняться друг від друга стану магнітних середовищ, розглянуті ниже.

1) Ферромагнитное стан. Інтеграл обмінній енергії позитивний лише за a/r > 3.2. Цьому співвідношенню відповідають кристали елементів Gd, Dy, Ho, Er, Tb, Tm. Позитивний знак обмінній енергії означає, що енергетично вигідним станом системі є така, у якому електронні спини незавершённых оболонок сусідніх атомів однаково спрямовані (мають однакову знак проекцій спина на виділену просторову вісь). Магнетики, які мають таким властивістю називаються ферромагнетиками. Поширюючи це властивість кожну пару атомів, можна зробити висновок, що спини електронів на незавершённых внутрішніх оболонках в усіх атомів речовини прагнуть зорієнтуватися щодо одного напрямі, і навіть досягається мінімум енергії тела.

1s 2s 2p 3s 3p 3d 4s.

+1 +1 +3 +1 +3 +5 +1.

— 1 -1 -3 -1 -3 -1 -1.

Малюнок 3.1 — Електронні оболонки в атомі железа.

r r.

a.

Малюнок 3.2 — Розміри, що визначають величину обмінній энергии.

А.

0 1 2 3 4 5 6 7 8 a/r.

Малюнок 3.3 — Залежність обмінного інтеграла від відносини межатомного відстані a до радіусу r незаповненою електронної оболочки.

У результаті виходить, що ферромагнетик у будь-якій своїй сфері спонтанно намагнічений практично до насичення I = Is = const. У той самий час, досвід показує, що рівноважний стан ферромагнетиков характеризується відсутністю середнього загального моменту і власного магнітного поля. Це можна пояснити тільки тим, магнетик «розбитий» досить протяжні області (10−5 — 10−2 див) — домени, мають кожен свою орієнтацію вектора Is. Цей вектор різко змінює напрям під час переходу від домену до домену. Така структура зі взаимнокомпенсирующими моментами є енергетично вигідною, оскільки він не генерує зовнішнє магнітне полі, що у іншому разі, було значним резервуаром энергии.

Напрями спонтанної намагниченности доменів визначаються кристаллографическими напрямами, вздовж яких енергія обмінного взаємодії максимальна. Наприклад, для заліза, має кубічну объемно-центрированную структуру, такими заходами є шість напрямів, відповідних трьом взаємно перпендикулярным осях типу [100], для гранецентрированной грати нікелю — вісім, напрямів, відповідним осях типу [111], для гексагональної ґрати кобальту — лише дві напрями, відповідних осі призми [0001]. Ці напрями (осі) називаються напрямами (осями) легенів намагничивания (ОЛН). У той самий час слід виділити й напрями (осі) важкого намагничивания (ОТН). Енергію, затрачиваемую зовнішнім магнітним полем на поворот вектора намагниченности з напрями легенів намагничивания в напрям важкого намагничивания, називають енергією природною магнітної кристаллографической анизотропии.

2) Антиферромагнитное стан. За умов a/r < 3.2 інтеграл обмінній енергії негативний. Цьому співвідношенню відповідають кристали елементів Mn, Cr, і навіть рідкісноземельні елементи Ce, Pr, Nd, Sm, Eu. Для таких магнетиков, званих антиферромагнетиками, енергетично вигідна антипараллельная орієнтація сусідніх спинов. Через це, у антиферромагнетиков має місце взаємна компенсація магнітних моментів атомів у кожному ділянці кристала. Слід зазначити, що на відміну від парамагнетиков, у яких компенсація моментів обумовлена їх хаотичним розташуванням, в антиферромагнетиках компенсація пов’язана з суворим порядком в орієнтації моментов.>

Крім названих простих кристалів, є велика кількість складних за складом антиферромагнетиков — оксиди, хлориди, фториди, сульфіди, карбонаты перехідних елементів. У кристалах складних антиферромагнетиков на відміну елементарних кристалів, обменное взаємодія безпосередньо між магнитоактивными атомами неможливо через щодо великих відстаней з-поміж них. У цих речовинах на вирішальній ролі грає непряме обменное взаємодія, здійснюване з участю неперехідних елементів. У оксиде марганцю, наприклад, іони кисню грають роль «переносника» спиновых взаємодій. Зовнішня 2-p оболонка кисневого іона O2- заповнена вщерть електронами, причому спінові моменти попарно компенсовані. У результаті те, що внутрішня 3dоболонка катиона марганцю заповнена в повному обсязі, можлива передача електрона з оболонки кисню з цього оболонку. Та заодно мало виконуватися правило Хунда, відповідно до яким спін перехідного електрона антипараллелен спиновому моменту 3d-оболочки. Віддаючи електрон, іон кисню набуває магнітний початок і бере участь у обмінному взаємодії з іншим сусіднім катионом марганцю. Завдяки сильному перекриття електронних оболонок (a/r < 3.2) це взаємодія носить антиферромагнитный характер. Кінцевим результатом такої взаємодії є антипараллельная орієнтація магнітних моментів сусідніх катионов.>

Через низькою магнітної сприйнятливості антиферромагнетики немає приминения практично як магнітних матеріалів. Проте велике значення мають дехто звані нескомпенсированные антиферромагнетики, чи ферримагнетики.

3.5 залежність магнітних властивостей від температуры.

спонтанна намагниченность фероі ферримагнетика має місце лише обмеженому згори діапазоні температур. Критична температура, відповідна фазовому переходу 2-го роду з ферромагнитного в парамагнитное стан, називається температурою Кюрі чи точкою Кюрі Тк. Ця температура пределается значенням обмінній енергії Тк = A/k (k — стала Больцмана). У сфері температур нижчі й поблизу точки Кюрі намагниченность насичення залежить від температури з такого закону:

(3.1).

де — константа для даного материала;

— намагниченность насичення за нормальної температури абсолютного нуля.

Крапка Кюрі, певна вираз (3.1), називається феромагнітної точкою Кюрі (Ткf).

Температурна залежність намагниченности насичення за нормальної температури понад точки Кюрі підпорядковується закону Кюрі - Вейса:

(3.2).

де З — константа для цього матеріалу, звана постійної Кюрі - Вейса.

Крапка Кюрі, певна вираженням (3.2), називається парамагнитной точкою Кюрі (Ткp). Для типових ферромагнетиков значення Ткf і Ткp близькі по значению.

Не усі ці вище елементи мають ферромагнитное стан при нормальних умов — співвідношення, А > kТкомн виконується тільки до елементів групи заліза (Fe, Ni, Co Gd).

Для антиферромагнетиков магнітний порядок зберігається до температури Т = ТН, званої температурою Нееля, вище за яку речовина перетворюється на парамагнитное состояние.

1.) Нефедцев Є. У. «РАДІОМАТЕРІАЛИ І РАДИОКОМПОНЕНТЫ» Томськ 2000 г.

2.) Пасинків В.В., Сорокін В.С. «Матеріали електронної техники».

Москва 1986 г.

3) Тареев Б. М. «Электрорадиоматериаллы» Москва 1978 г.