т. е. поляризует Д. Фактически следует говорить не об отд. электроне, связанном с ядром, а об электронном облаке, окружающем все ядра вещества. Согласно зонной теории тв╦рдого тела, в кристаллич. Д. при темп-ре T=Qlt все ниж, разреш╦нные энергетич. зоны полностью заполнены электронами, а все вышележащие пусты (в металлах верхняя из разреш╦нных зон, содержащих электроны, заполнена лишь частично). Полупроводники отличаются от Д. лишь шириной запрещ╦нной зоны £я. К ним принято обычно относить вещества с ^~0,2≈ 3 эВ, а к Д. с £^>2≈ 3 эВ.
В пек-рых случаях приближение зонной теории оказывается недостаточным для решения вопроса о том, является вещество Д. или проводником. Взаимодействие электронов при определ. условиях приводит к тому, что вещество с незаполненной достаточно узкой разреш╦нной зоной является Д. (см. Переход металл ~ диэлектрик).
Электрические характеристики диэлектриков. Класс Д, охватывает большое кол-во веществ в тв╦рдом, жидком и газообразном состояниях. Тв╦рдыми Д. являются ми. кристаллы и аморфные вещества (ст╦кла, смолы). Все газы состоят в основном из нейтральных атомов и молекул и поэтому в обычных условиях не проводят электрич. тока, т. е. являются Д. С повышением темп-ры Т атомы и молекулы ионизируются и газ превращается в плазму.
В рамках макроскопич. теории, рассматривающей Д. как сплошную среду (континуальное приближение), для описания электрич, состояния Д. используется понятие плотности электрич, заряда р (г) (г ≈ пространств. координата точки}, усредн╦нного по малому объ╦му, содержащему достаточно большое число атомов. Под действием внеш. электрич. поля в Д. возникает плотность заряда р (г) и в результате ≈ дополнительное к внешнему элеитрич. иоле. Для описания электрич. состояния Д. наряду с р удобно вводить вектор поляризации (электрич. дшюльный момент единицы объ╦ма Д.) $*> связанный с р соотношением:
Для анизотропных сред вместо (2) справедливо более общее соотношение: Д1 ≈e^f^, где е^ ≈ тензор диэ-лектрйч. проницаемости. Это симметричный тензор второго ранга (в;й=вд/), определяемый шестью величинами. В анизотропном Д. 5* и JB не параллельны друг другу, т, к. <р зависит от ориентации вектора К относительно осей симметрии кристалла,
В ограниченном Д., помещ╦нном в однородное внеш. электрич. поле, поляризация и поле однородны лишь в том случае, когда образец имеет форму эллипсоида. В этом случае уда╦тся найти аналитически поле, обусловленное зарядами, возникшими при поляризации Д. Внутри эллипсоида это поле противоположно по направлению внеш. полю и наз. поэтому деполяризующим. Его величина определяется по ф-ле #1 = ≈ЛГ/fcj^fc, ГДЗ JV/k ≈ тензор деполяризующих факторов. Для шара N^ сводится к скаляру: ^('л=(4л./3)6,^.
Осн. задача микроскопич. теории Д.≈ расч╦т Е, исходя из сведений о структуре вещества.
Поляризация газов. Простейший случай ≈ разреженный инертный газ, где дипольный момент появляется у атомов в результате смещения электронов относительно ядра (деформация электронного облака) в электрич. поле. Такой механизм поляризации наз. электронным. В эгом случае (если пренебречь взаимодействием между атомами) е выражается ф-лой:
e=l+4jiJVa, (3)
где N ≈ число атомов в единице объ╦ма Д., а ≈ поляризуемость атома (коэф. пропорциональности между дипольным моментом атома и электрич. полем, действующим на него). Ф-ла (3) справедлива при условии в≈1<1.
При увеличении давления в газе необходимо учитывать взаимодействие между атомами. Дальнодействую-щие диполь-дипольные взаимодействия приводят к отличию локального электрич. поля, действующего на атом -КЛОю от приложенного поля
Распределение плотности заряда р(г) и электрич. поля Н в Д. можно найти, решая систему Максвелла уравнений для статич. поля:
div £=- 4лр; rot £ ≈ 0,
дополненную зависимостью *р(Е] (ур-ние состояния Д.). Зависимость Э*(Е] характеризует электрич. свойства Д. Она различна для разных веществ и даже для разных образцов одного вещества, т. к. зависит от однородности, степени чистоты материала, содержания дефектов в н╦м п т. п.
Для большинства Д. в широком интервале полей JE справедлива линейная зависимость $* от A't выражаемая для изотропных веществ и кубич. кристаллов соотношением:
5*^нЕ. (1)
В системе единиц СИ 5*=е0х7£, где e0=8,85-lQ-12 Ф/м. Козф. пропорциональности >с=^/.К в соотношении (3) паз. д из л е к три ч. восприимчивостью Д. Вместо вектора $* часто пользуются вектором паз. электрической индукцией:
Здесь Кл ≈ т. н. поле Лоренца, В этом случае е описы-
вается Клаузиуса ≈ Моссотти формулой:
(в СИ0 = в0£+5* = ев»£Ь (2)
Величина Е паз. диэлектрической проницаемостью. Очевидно, что:
е^1-[-4ях (в СИ е- 1+х).
В вакууме х~0 и е=1 (в системе СГСЭ); для любого Д. ┬>1. Величины х и е являются осн. характеристиками электрич. свойств Д. Сила взаимодействия двух точечных электрич. зарядов, помещ╦нных в безграничный Д., в 8 раз слабее, чем для тех же зарядов в вакууме. Введение D не да╦т дополнит, информации о поведении Д. в электрич. поле и целесообразно лишь для удоб-стиа записи ур-ний Максвелла.
Ф-ла (3) справедлива и для разреженных молекулярных газов, если а. ≈ поляризуемость молекулы. Последняя определяется распределением плотности электронов и ядер в молекуле, обусловленной характером химической связи. В молекулах с ионной связью (электроны распределены так, что можно выделить отдельны© ионы) поляризуемость является результатом сдвига ионов противоположного знака относительно друг друга (ионная поляризация) и деформации электронных оболочек ионов (электронная поляриза-ц и я). Поляризуемость а молекулы в этом случае является суммой электронной и ионной поляризуемости. В молекулах с ковалеитной связью поляризация обусловлена в основном электронами, осуществляющими хим. связь. В газах из полярных молекул (обладающих электрич. дипольными моментами, к-рые ориентированы в отсутствие электрич. поля ╧ хаотически) под действием поля молекулы ориентируются вдоль него. В этом случае преобладает ориентационная поляризаци я. Ориентационпая поляризуемость молекул сильно зависит от темп-ры, т. к. тепловое движение молекул оказывает раз ориентирующее воздействие на систему упорядоченных диполей. Поэтому вклад ориентационной поляризации убывает при повышении Т. Для ср. значения коллинеарной полю Jtf компоненты дипольного момента р0 молекулы, воспользовавшись распределением Больцмана для частиц в однородном силовом поле, находят:
ас
ш
s:
ct
где L (х) наз. Лапжевена функцией. При а:<1 L
695
")
}
