т. с. пол|фяВуеХ/^10актическп следует говорить не об отд. электроне. связанном г. ядром, а об плектронном облаке, окружающем все ядре, вещества. Согласно зонной теории тв╦рдого тела, в кристаллнч. Д, при темп-ре Г=ОК все ниж. разрешенные энергетич, зимы 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 зону £-. К ним принято обычно относить вещества с £г~(>,2≈ 3 эВ, а к Д. г. £?>2≈ 3 оВ.
В лек-рых случаях приближение зонной теория оказывается недостаточным для решения вопроса о том, является вещество Д. или проводником. Взаимодействие электронов при ппредел. условиях приводит к тому, что вещество с незаполненной достаточно узкой разрешенной зоной является Д. (см. Переход металл ≈ диэлектрик),
Электрические характеристики диэлектриков. Класс Д. охватывает большое пил во веществ в твердом, жпд-ком и газообразном состояниях. Тв╦рдыми Д. являются мн. кристаллы п аморфные вещества [ст╦кла, смолы). Нее гаиы состоят в основном лз 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 гаа превращается в плазму.
В рамках макроскогшч. теории, рассматривающей Д. как сплошную среду (континуальное приближение), для описании электрич. состояния Д. используется понятие плотности электрич. наряда р(г) (г пространств. координата точки), усредн╦нного по малому объ╦му, содержащему достаточно большое число атомов. Под действием внеш. электрич. коля в Д, возникает плотность зарилн р(г) и н результате ≈ дополнительное к внешнему элоктрич. поле. Длн описания электрич. состояния Д. наряду с р удобно вводить вектор поляризации (электрпч. диподьный момент единицы объема Д.) &*, свяаанн1.:й с р соотношением: р= ≈ div g1.
Pac.il редел енне плотности заряда р(г) и электрич. ноля К в Д. можно найти, решая систему Максвелла уравнений для статич. полк:
div Е ≈ 4л р: rot £ = 0,
дополненную зависимостью $*(Е] (ур-ние состояния Д.]. Зависимость 5"(-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 нем и т. п.
Длн большинства Д. с широком интервале ПОЛРЙ Е справедлива линейная зависимость §* от f'., выражаемая длн изотропных веществ и кубдч. кристаллов соотношением:
S>-x£. (I)
В системе единиц СИ $*=еахЕ, где Е0=8,85-10~12 Ф/м. Козф. пропорциональности x = ff4K в соотношении (3) паз. д и э л о к т р и ч. восприимчивостью Д. Вместо вектора 5* часто пользуются вектором Л), паз. электрической индукцией:
Величина Е пая. диэлектрической проницаемостью. Очевидно, что:
e=H-4itx (н СИ е≈ 1+х).
В вакууме к≈О и к=1 (в системе СГСЭ); для любого Д, е>1. Величины ч и е являются осн. характеристиками электрнч. свойств Д. Сила взаимодействия двух точечных электрич. зарядов, помещенных в безграничный Д., в к раз слабее, чем длн тех же зарядов в вакууме. Внсдепие О не даст дополнит, информации о поведении Д. в ялек'грнч. поле ц целесообразно лишь для удоб-стиа эаоиси ур-ннй Максвелла.
Для анизотропных сред вместо (2) справедливо более общее соотношение: fl,- = e,i,£';,, где e/fi ≈ тенаор диэ-лектрич. ироницас мости. Это симметричный тона о р второго ранга (e;ft- efc/-). 011 ре дел не мни шестью величинами. В анизотропном Д. 5* и Л не параллельны друг другу, т. к. 5* зависит от ориентации вектора К относительно осей симметрии кристалла.
В ограниченном Д., помещенном в однородное внеш. электрич. поле, поляризация и поле однородны лишь в том случае, когда образец, имеет форму эллипсоида. В этом случае удаетсн 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 ш> ф-ле £,∙=≈ NikS*k- где NII, ≈ тенаор деполяризующих факторов. Для шара N,/, сводится к скаляру: ^,-^=(4:1/3)6.^.
Осн. задача микросконич, теории Д. ≈ расч╦т Е, исходя из сведений о структуре вещества.
Поляризация газов. Простейший случай ≈ разреженный инертный газ, где диполт.ныи момент появляется у атомов в результате смещения электронов относительно ядра (деформация электронного облака) в электрич. поле. Такой механизм поляризации наз. электронным. В атом случае (если пренебречь взаимодействием между атомами) е выражается ф-лой:
e^l-HnjVa, (3)
где Л' ≈ число атомов в единице объбма Д., а ≈ гмия-ризуемостъ атома (коэф. пропорциональности между дипольным моментом атома и электрич. полем, действующим на него). Ф-ла (3) справедлива ври условии К-К1.
При увеличении давления в газе необходимо учитывать взаимодействие между атомами. Дальиодействую-гдие днполь-дипольпые вяаимодвйствил приводит к отличию локального электрич. ноля, действующего на атом Кяак, от приложенного поля -╗:
(4)
Здесь Мд≈ т- ч- поле Лоренца. В этом случае е описывается Клаузиуса ≈ Моссотти формулой'.
Ф-ла (3) справедлива и длн разреженных: молекулярных газов, если а ≈ поляризуемость молекулы. Последняя определяется распределением плотности электронов и яднр в молекуле, обусловледшой характером химической связи. В молекулах с ионной связью (электроны распределены так. что можно выделять отдельные ионы) поляризуемость является результатом сдвига ионов противоположного знака относительно друг друга (и о н н в я поляризация) и деформация электронных оболочек ионов (о леи тронная поляриаа-11 и л). Поляризуемость а молекулы в этом случае пв-лнетгя суммой электронной и ионной полнризуемо-стей. В молекулах с ковалентпой снязью ноляриээЕгия обусловлена н основном электронами, осуществляющими хим. связь. В газах из полярных молекул (обладающих электрнч, дипольными моментами, к-рые ориентированы в отсутствие электрич. поля fl хаотически) под действием поля молекулы ориентируются вдоль него. В этом случае преобладает ориентационная пиляризяця я. Орнонтационпан поляризуемость молекул сильно зависит от темп-ры, т. к. тепловое движение молекул оказывает разориевтирующее воздействие на систему упорядоченных диполей. Поэтому вклад ориоЕггациоинои нолярняаЕгяи убывает при повышении Т. Длн ср. значения коллянеарной пплю К компоненты днпольного монета Jj0 молекулы, воспользовавшись распределением Больцмана для частиц в однородном силовом поле, находят;
" "~ ∙ ' Р°£\ └ Тт}Р».
I
где L(x) наз. Ланжевен-а. функцией. При г< 1
695
