Разрешающая способность

Диэлектрическая среда, показывающая ориентацию заряженных частиц, создающих эффекты поляризации. Такая среда может иметь более низкое отношение электрического потока к заряду (большую диэлектрическую проницаемость), чем пустое пространство.

Электромагнетизм
Статьи о

Электричество Магнетизм История Учебники
Электростатика Электрический заряд Закон Кулона Дирижер Плотность заряда Разрешающая способность Электрический дипольный момент Электрическое поле Электрический потенциал Электрический поток / потенциальная энергия Электростатический разряд Закон Гаусса Индукция Изолятор Плотность поляризации Статичное электричество Трибоэлектричество
Магнитостатика Закон Ампера Закон Био – Савара Закон Гаусса для магнетизма Магнитное поле Магнитный поток Магнитный дипольный момент Магнитная проницаемость Магнитный скалярный потенциал Намагничивание Магнитодвижущая сила Магнитостатический потенциал Правило правой руки
Электродинамика Закон силы Лоренца Электромагнитная индукция Закон Фарадея Закон Ленца Ток смещения Магнитный векторный потенциал Уравнения Максвелла Электромагнитное поле Электромагнитный импульс Электромагнитное излучение Тензор Максвелла Вектор Пойнтинга Потенциал Льенара – Вихерта Уравнения Ефименко Вихревой ток Уравнения Лондона Математические описания электромагнитного поля.
Электрическая сеть Переменный ток Емкость Постоянный ток Электрический ток Электролиз Плотность тока Джоулевое нагревание Электродвижущая сила Импеданс Индуктивность Закон Ома Параллельная схема Сопротивление Резонансные полости Последовательная схема Напряжение Волноводы
Ковариантная формулировка Электромагнитный тензор ( тензор энергии-импульса ) Четырехтоковый Электромагнитный четырехпотенциальный
Ученые Ампер Биот Кулон Дэви Эйнштейн Фарадей Физо Гаусс Хевисайд Генри Герц Джоуль Ленц Лоренц Максвелл Ørsted Ом Ричи Savart Певица Тесла Вольта Вебер
v т е

В электромагнетизме , то абсолютная диэлектрическая проницаемость , часто называют просто диэлектрической проницаемостью и обозначается греческой буква е (эпсилон), является мерой электрической поляризуемости о наличии диэлектрика . Материал с высокой диэлектрической проницаемостью поляризуется больше в ответ на приложенное электрическое поле, чем материал с низкой диэлектрической проницаемостью, тем самым накапливая больше энергии в материале. В электростатике диэлектрическая проницаемость играет важную роль в определении емкости конденсатора.

В простейшем случае поле электрического смещения D, возникающее в результате приложенного электрического поля E, равно

\mathbf {D} =\varepsilon \mathbf {E} .

В более общем смысле диэлектрическая проницаемость является термодинамической функцией состояния . ^[1] Это может зависеть от частоты , величины и направления приложенного поля. СИ единица для диэлектрической проницаемости фарад на метр (F / м).

Диэлектрическая проницаемость часто представлена относительной диэлектрической проницаемостью ε _r, которая представляет собой отношение абсолютной диэлектрической проницаемости ε и диэлектрической проницаемости вакуума ε _0.

\kappa =\varepsilon _{\mathrm {r} }={\frac {\varepsilon }{\varepsilon _{0}}}

.

Эту безразмерную величину также часто и неоднозначно называют диэлектрической проницаемостью . Другой общий термин, встречающийся как для абсолютной, так и для относительной диэлектрической проницаемости, - это диэлектрическая проницаемость, которая не рекомендуется в физике и технике ^[2], а также в химии. ^[3]

По определению, идеальный вакуум имеет относительную диэлектрическую проницаемость ровно 1, тогда как в STP относительная диэлектрическая проницаемость _{воздуха} составляет κ _air = 1.0006.

Относительная диэлектрическая проницаемость напрямую связана с электрической восприимчивостью ( χ ) соотношением

\chi =\kappa -1

иначе записывается как

\varepsilon =\varepsilon _{\mathrm {r} }\varepsilon _{0}=(1+\chi )\varepsilon _{0}

Единицы [ править ]

Стандартная единица измерения диэлектрической проницаемости в системе СИ - фарад на метр (Ф / м или Ф · м ^-1 ). ^[4]

{\frac {\text{F}}{\text{m}}}={\frac {\text{C}}{{\text{V}}{\cdot }{\text{m}}}}={\frac {{\text{C}}^{2}}{{\text{N}}{\cdot }{\text{m}}^{2}}}={\frac {{\text{C}}^{2}{\cdot }{\text{s}}^{2}}{{\text{kg}}{\cdot }{\text{m}}^{3}}}

Объяснение [ править ]

В электромагнетизме , то электрическое поле смещения $D$ представляет собой распределение электрических зарядов в данной среде в результате присутствия электрического поля $Е$ . Это распределение включает миграцию заряда и переориентацию электрического диполя . Его отношение к диэлектрической проницаемости в очень простом случае линейных, однородных, изотропных материалов с «мгновенным» откликом на изменения электрического поля:

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

где диэлектрическая проницаемость $ε$ - скаляр . Если среда анизотропна , диэлектрическая проницаемость является тензором второго ранга .

В общем, диэлектрическая проницаемость не является постоянной величиной, так как она может меняться в зависимости от положения в среде, частоты приложенного поля, влажности, температуры и других параметров. В нелинейной среде диэлектрическая проницаемость может зависеть от напряженности электрического поля. Диэлектрическая проницаемость как функция частоты может принимать действительные или комплексные значения.

В единицах СИ диэлектрическая проницаемость измеряется в фарадах на метр (Ф / м или A ² · с ⁴ · кг ⁻¹ · м ⁻³ ). Поле смещения $D$ измеряется в кулонах на квадратный метр (Кл / м ² ), а электрическое поле $E$ измеряется в вольтах на метр (В / м). $D$ и $E$ описывают взаимодействие между заряженными объектами. $D$ связано с плотностями заряда, связанными с этим взаимодействием, а $E$ связано с силами ипотенциальные различия .

Диэлектрическая проницаемость вакуума [ править ]

Диэлектрическая проницаемость вакуума $ε 0$ (также называемая диэлектрической проницаемостью свободного пространства или электрической постоянной ) представляет собой отношение $D / E$ в свободном пространстве . Он также появляется в постоянной кулоновской силы ,

k_{\text{e}}={\frac {1}{4\pi \varepsilon _{0}}}

Его значение ^[5]

\varepsilon _{0}{\stackrel {\mathrm {def} }{=}}\ {\frac {1}{c_{0}^{2}\mu _{0}}}={\frac {1}{35\,950\,207\,149.472\,7056\pi }}{\text{ F/m}}\approx 8.854\,187\,8176\ldots \times 10^{-12}{\text{ F/m }}

куда

$c 0$ - скорость света в свободном пространстве,^[a]
$µ 0$ - проницаемость вакуума .

Константы $c 0$ и $μ 0$ были определены в единицах СИ, чтобы иметь точные числовые значения до переопределения единиц СИ в 2019 году. ^[7] (Аппроксимация во втором значении $ε 0$ выше происходит от того, что $π$ является иррациональным числом .)

Относительная диэлектрическая проницаемость [ править ]

Линейная диэлектрическая проницаемость однородного материала обычно указывается относительно диэлектрической проницаемости свободного пространства как относительная диэлектрическая проницаемость $ε r$ (также называемая диэлектрической проницаемостью , хотя этот термин не рекомендуется и иногда относится только к статической относительной диэлектрической проницаемости при нулевой частоте). В анизотропном материале относительная диэлектрическая проницаемость может быть тензором, вызывающим двойное лучепреломление . Фактическая диэлектрическая проницаемость затем вычисляется путем умножения относительной диэлектрической проницаемости на $ε 0$ :

\varepsilon =\varepsilon _{\mathrm {r} }\varepsilon _{0}=(1+\chi )\varepsilon _{0},

где $χ$ (часто пишется как $χ e$ ) - электрическая восприимчивость материала.

Восприимчивость определяется как константа пропорциональности (которая может быть тензором ), связывающая электрическое поле $E$ с наведенной плотностью диэлектрической поляризации $P$ , так что

\mathbf {P} =\varepsilon _{0}\chi \mathbf {E} ,

где $ε 0$ - электрическая проницаемость свободного пространства .

Восприимчивость среды связана с ее относительной диэлектрической проницаемостью $ε r$ соотношением

\chi =\varepsilon _{\mathrm {r} }-1.

Итак, в случае вакуума

\chi =0.

Восприимчивость также связана с поляризуемостью отдельных частиц в среде соотношением Клаузиуса-Моссотти .

Электрическое смещение $D$ связано с плотностью поляризации $P$ от

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

Диэлектрическая проницаемость $ε$ и магнитная проницаемость $µ$ среды вместе определяют фазовую скорость $v = c / п$ от электромагнитного излучения через эту среду:

\varepsilon \mu ={\frac {1}{v^{2}}}.

Практическое применение [ править ]

Определение емкости [ править ]

Емкость конденсатора зависит от его конструкции и архитектуры, что означает, что она не меняется при зарядке и разрядке. Формула для емкости конденсатора с параллельными пластинами записывается как

C=\varepsilon \ {\frac {A}{d}}

где - площадь одной пластины, - расстояние между пластинами, - диэлектрическая проницаемость среды между двумя пластинами. Для конденсатора с относительной диэлектрической проницаемостью можно сказать, что $A$ $d$ $\varepsilon$ $\kappa$

C=\kappa \ \varepsilon _{0}{\frac {A}{d}}

Закон Гаусса [ править ]

Диэлектрическая проницаемость связана с электрическим потоком (и, соответственно, с электрическим полем) через закон Гаусса . Закон Гаусса гласит, что для замкнутой гауссовой поверхности s

\Phi _{E}={\frac {Q_{\text{enc}}}{\varepsilon _{0}}}=\oint _{s}\mathbf {E} \cdot \mathrm {d} \mathbf {A}

где - чистый электрический поток, проходящий через поверхность, - это заряд, заключенный в гауссовой поверхности, - это вектор электрического поля в данной точке на поверхности, и - это вектор дифференциальной площади на гауссовой поверхности. $\Phi _{E}$ $Q_{\text{enc}}$ $\mathbf {E}$ $\mathrm {d} \mathbf {A}$

Если гауссова поверхность равномерно охватывает изолированное симметричное расположение зарядов, формулу можно упростить до

EA\cos(\theta )={\frac {Q_{\text{enc}}}{\varepsilon _{0}}}

где представляет собой угол между вектором электрического поля и вектором площади. $\theta$

Если все силовые линии электрического поля пересекают поверхность под углом 90 °, формулу можно упростить до

E={\frac {Q_{\text{enc}}}{\varepsilon _{0}A}}

Поскольку площадь поверхности сферы равна , электрическое поле на расстоянии от однородного сферического заряда составляет $4\pi r^{2}$ $r$

E={\frac {Q}{\varepsilon _{0}A}}={\frac {Q}{\varepsilon _{0}\left(4\pi r^{2}\right)}}

E={\frac {Q}{4\pi \varepsilon _{0}r^{2}}}={\frac {kQ}{r^{2}}}

где - постоянная Кулона ( ). Эта формула применяется к электрическому полю, создаваемому точечным зарядом, за пределами проводящей сферы или оболочки, за пределами однородно заряженной изолирующей сферы или между пластинами сферического конденсатора. $k$ $\sim 9.0\times 10^{9}\ {\text{m}}/{\text{F}}$

Дисперсия и причинность [ править ]

В общем, материал не может поляризоваться мгновенно в ответ на приложенное поле, поэтому более общая формулировка как функция времени такова:

\mathbf {P} (t)=\varepsilon _{0}\int _{-\infty }^{t}\chi \left(t-t'\right)\mathbf {E} \left(t'\right)\,dt'.

То есть поляризация представляет собой свертку электрического поля в предыдущие моменты времени с зависящей от времени восприимчивостью, задаваемой $χ (Δ t)$ . Верхний предел этого интеграла можно продолжить до бесконечности, если определить $χ (∆ t) = 0$ при $∆ t <0$ . Мгновенный отклик будет соответствовать восприимчивости дельта-функции Дирака $χ (Δ t) = χδ (Δ t)$ .

Удобно взять преобразование Фурье по времени и записать это соотношение как функцию частоты. Благодаря теореме о свертке интеграл становится простым произведением:

\mathbf {P} (\omega )=\varepsilon _{0}\chi (\omega )\mathbf {E} (\omega ).

Эта частотная зависимость восприимчивости приводит к частотной зависимости диэлектрической проницаемости. Форма восприимчивости по частоте характеризует дисперсионные свойства материала.

Более того, тот факт, что поляризация может зависеть только от электрического поля в предыдущие моменты времени (т. $Е.$ Эффективно $χ$ $(Δ$ $t$ $) = 0$ для $Δ t <0$ ), следствие причинности , накладывает ограничения Крамерса – Кронига на восприимчивость $χ (0 )$ .

Комплексная диэлектрическая проницаемость [ править ]

Спектр диэлектрической проницаемости в широком диапазоне частот.

ε'

и

ε ″

обозначают действительную и мнимую части диэлектрической проницаемости соответственно. На изображении обозначены различные процессы: ионная и диполярная релаксация, а также атомные и электронные резонансы при более высоких энергиях. ^[8]

В отличие от реакции вакуума, реакция обычных материалов на внешние поля обычно зависит от частоты поля. Эта частотная зависимость отражает тот факт, что поляризация материала не изменяется мгновенно при приложении электрического поля. Отклик всегда должен быть причинным (возникающим после приложенного поля), который может быть представлен разностью фаз. По этой причине диэлектрическую проницаемость часто рассматривают как сложную функцию (угловой) частоты приложенного поля $ω$ :

\varepsilon \rightarrow {\hat {\varepsilon }}(\omega )

(поскольку комплексные числа позволяют указать величину и фазу). Таким образом, определение диэлектрической проницаемости становится

D_{0}e^{-i\omega t}={\hat {\varepsilon }}(\omega )E_{0}e^{-i\omega t},

куда

$D 0$ и $E 0$ - амплитуды смещения и электрического поля соответственно,
$i$ - мнимая единица , $i 2 = -1$ .

Реакция среды на статические электрические поля описывается низкочастотным пределом диэлектрической проницаемости, также называемым статической диэлектрической проницаемостью $ε s$ (также $ε DC$ ):

\varepsilon _{\mathrm {s} }=\lim _{\omega \rightarrow 0}{\hat {\varepsilon }}(\omega ).

На высокочастотном пределе (то есть оптических частотах) комплексная диэлектрическая проницаемость обычно обозначается как $ε \infty$ (или иногда $ε opt$ ^[9] ). На плазменной частоте и ниже диэлектрики ведут себя как идеальные металлы с поведением электронного газа. Статическая диэлектрическая проницаемость является хорошим приближением для переменных полей низких частот, и по мере увеличения частоты между $D$ и $E$ возникает измеримая разность фаз $δ$ . Частота, при которой фазовый сдвиг становится заметным, зависит от температуры и характеристик среды. Для умеренной напряженности поля ( $E$ $0$ ), $D$ и $E$ остаются пропорциональными, и

{\hat {\varepsilon }}={\frac {D_{0}}{E_{0}}}=|\varepsilon |e^{-i\delta }.

Поскольку реакция материалов на переменные поля характеризуется комплексной диэлектрической проницаемостью, естественно разделить ее действительную и мнимую части, что условно осуществляется следующим образом:

{\hat {\varepsilon }}(\omega )=\varepsilon '(\omega )-i\varepsilon ''(\omega )=\left|{\frac {D_{0}}{E_{0}}}\right|\left(\cos \delta -i\sin \delta \right).

куда

$ε'$ - действительная часть диэлектрической проницаемости;
$ε ″$ - мнимая часть диэлектрической проницаемости;
$δ$ - угол потерь .

Выбор знака для зависимости от времени, $e - iωt$ , диктует соглашение о знаке для мнимой части диэлектрической проницаемости. Используемые здесь знаки соответствуют знакам, обычно используемым в физике, тогда как для инженерного соглашения нужно перевернуть все мнимые величины.

Комплексная диэлектрическая проницаемость обычно является сложной функцией частоты $ω$ , поскольку она представляет собой наложенное описание явлений дисперсии, происходящих на нескольких частотах. Диэлектрическая проницаемость $ε (ω)$ должна иметь полюсы только для частот с положительными мнимыми частями и, следовательно, удовлетворяет соотношениям Крамерса – Кронига . Однако в узких частотных диапазонах, которые часто изучаются на практике, диэлектрическая проницаемость может быть аппроксимирована частотно-независимой или модельными функциями.

На данной частоте мнимая часть $ε ″$ приводит к потерям на поглощение, если она положительна (в приведенном выше соглашении о знаках), и к усилению, если она отрицательна. В более общем плане следует учитывать мнимые части собственных значений тензора анизотропной диэлектрической проницаемости.

В случае твердых тел сложная диэлектрическая функция тесно связана с зонной структурой. Первичной величиной, характеризующей электронную структуру любого кристаллического материала, является вероятность поглощения фотона , которая напрямую связана с мнимой частью оптической диэлектрической проницаемости $ε (ω)$ . Оптическая диэлектрическая проницаемость определяется основным выражением: ^[10]

\varepsilon (\omega )=1+{\frac {8\pi ^{2}e^{2}}{m^{2}}}\sum _{c,v}\int W_{c,v}(E){\bigl (}\varphi (\hbar \omega -E)-\varphi (\hbar \omega +E){\bigr )}\,dx.

В этом выражении, $W с, v (Е)$ представляет собой продукт зоны Бриллюэна вероятности -averaged перехода при энергии $Е$ с совместной плотностью состояний , ^[11]^[12] $J с, v (Е)$ ; $φ$ - функция уширения, отражающая роль рассеяния в размытии энергетических уровней. ^[13] В общем, уширение является промежуточным между лоренцевым и гауссовым ; ^[14]^[15] для сплава он несколько ближе к гауссову из-за сильного рассеяния на статистических флуктуациях локального состава в нанометровом масштабе.

Тензорная диэлектрическая проницаемость [ править ]

Согласно модели намагниченной плазмы Друде , более общее выражение, которое учитывает взаимодействие носителей с переменным электрическим полем миллиметрового и микроволнового диапазона в аксиально намагниченном полупроводнике, требует выражения диэлектрической проницаемости в виде недиагонального тензора. ^[16] (см. Также Электрогирация ).

\mathbf {D} (\omega )={\begin{vmatrix}\varepsilon _{1}&-i\varepsilon _{2}&0\\i\varepsilon _{2}&\varepsilon _{1}&0\\0&0&\varepsilon _{z}\\\end{vmatrix}}\operatorname {\mathbf {E} } (\omega )

Если $ε 2$ обращается в нуль, то тензор диагонален, но не пропорционален тождеству, и среда называется одноосной средой, которая имеет свойства, подобные одноосному кристаллу .

Классификация материалов [ править ]

Классификация материалов по диэлектрической проницаемости
$ε r ″ / ε r '$	Текущая проводимость	Распространение поля
0		идеальная диэлектрическая среда без потерь
≪ 1	материал с низкой проводимостью плохой проводник	низкие потери средний хороший диэлектрик
≈ 1	проводящий материал с потерями	среда распространения с потерями
≫ 1	материал с высокой проводимостью хороший проводник	высокие потери средний плохой диэлектрик
∞	идеальный дирижер

Материалы могут быть классифицированы в соответствии с их комплекснозначными диэлектрической проницаемостью $е$ , по сравнению с ее действительным $е'$ и мнимых $е "$ компоненты (или, что то же самое, проводимость , $σ$ , когда приходился во втором). Идеальный проводник имеет бесконечную проводимость, $σ = \infty$ , в то время как идеальный диэлектрик представляет собой материал , который не имеет проводимости при всех, $σ = 0$ ; этот последний случай действительной диэлектрической проницаемости (или комплексной диэлектрической проницаемости с нулевой мнимой составляющей) также связан с названием среды без потерь . ^[17] Обычно, когда $σ / ωε' 1$ мы считаем материал диэлектриком с низкими потерями (хотя и не без потерь), тогда как $σ / ωε' ≫ 1$ ассоциируется с хорошим проводником ; такие материалы с существенной проводимостью приводят к большим потерям, которые препятствуют распространению электромагнитных волн, поэтому их также называют средами с потерями . Материалы, не подпадающие ни под один из ограничений, считаются общедоступными.

Среда с потерями [ править ]

В случае среды с потерями, т. Е. Когда ток проводимости нельзя пренебречь, общая плотность протекающего тока составляет:

J_{\text{tot}}=J_{\mathrm {c} }+J_{\mathrm {d} }=\sigma E+i\omega \varepsilon 'E=i\omega {\hat {\varepsilon }}E

куда

$σ$ - проводимость среды;
$\varepsilon '=\varepsilon _{0}\varepsilon _{r}$ - действительная часть диэлектрической проницаемости.
${\hat {\varepsilon }}=\varepsilon '-i\varepsilon ''$ комплексная диэлектрическая проницаемость

Величина тока смещения зависит от частоты приложенного поля E ; в постоянном поле нет тока смещения.

В этом формализме комплексная диэлектрическая проницаемость определяется как: ^[18]^[19]

{\hat {\varepsilon }}=\varepsilon '\left(1-i{\frac {\sigma }{\omega \varepsilon '}}\right)=\varepsilon '-i{\frac {\sigma }{\omega }}

В общем, поглощение электромагнитной энергии диэлектриками покрывается несколькими различными механизмами, которые влияют на форму диэлектрической проницаемости в зависимости от частоты:

Во-первых, это релаксационные эффекты, связанные с постоянными и индуцированными молекулярными диполями . На низких частотах поле изменяется достаточно медленно, чтобы позволить диполям достичь равновесия до того, как поле заметно изменится. Для частот, на которых ориентация диполей не может следовать за приложенным полем из-за вязкости среды, поглощение энергии поля приводит к диссипации энергии. Механизм релаксации диполей называется диэлектрической релаксацией, а для идеальных диполей описывается классической релаксацией Дебая .
Во-вторых, это резонансные эффекты , возникающие из-за вращения или колебаний атомов, ионов или электронов . Эти процессы наблюдаются вблизи их характерных частот поглощения .

Вышеупомянутые эффекты часто объединяются, чтобы вызвать нелинейные эффекты в конденсаторах. Например, диэлектрическое поглощение относится к неспособности конденсатора, который был заряжен в течение длительного времени, полностью разрядиться при кратковременном разряде. Хотя идеальный конденсатор будет оставаться при нулевом напряжении после разряда, реальные конденсаторы будут развивать небольшое напряжение, явление, которое также называется замачиванием или действием батареи . Для некоторых диэлектриков, таких как многие полимерные пленки, результирующее напряжение может быть менее 1-2% от исходного напряжения. Однако в случае электролитических конденсаторов или суперконденсаторов она может достигать 15–25% .

Квантово-механическая интерпретация [ править ]

С точки зрения квантовой механики диэлектрическая проницаемость объясняется взаимодействием атомов и молекул .

На низких частотах молекулы в полярных диэлектриках поляризованы приложенным электрическим полем, которое вызывает периодические вращения. Так , например, в микроволновой частоте, микроволновое поле вызывает периодическое вращение молекул воды, достаточных для разрыва водородных связей . Поле действительно работает против связей, и энергия поглощается материалом в виде тепла . Вот почему микроволновые печи очень хорошо подходят для материалов, содержащих воду. Есть два максимума мнимой составляющей (показателя поглощения) воды, один на частоте микроволн, а другой на частоте далекого ультрафиолета (УФ). Оба этих резонанса находятся на более высоких частотах, чем рабочая частота микроволновых печей.

На умеренных частотах энергия слишком высока, чтобы вызвать вращение, но слишком низка, чтобы напрямую влиять на электроны, и поглощается в виде резонансных молекулярных колебаний. В воде здесь показатель поглощения начинает резко падать, а минимум мнимой диэлектрической проницаемости приходится на частоту синего света (оптический режим).

На высоких частотах (например, УФ и выше) молекулы не могут расслабиться, и энергия полностью поглощается атомами, возбуждая уровни энергии электронов . Таким образом, эти частоты классифицируются как ионизирующие излучения .

Хотя выполнение полного ab initio (то есть из первых принципов) моделирования теперь возможно с помощью вычислений, оно еще не нашло широкого применения. Таким образом, феноменологическая модель считается адекватным методом фиксации экспериментального поведения. Модель Дебай и модель Лоренц использование первого порядок и второй порядок (соответственно) сосредоточенные параметры системы линейного представления (например, RC и резонансный контур LRC).

Измерение [ править ]

Относительную диэлектрическую проницаемость материала можно определить с помощью различных статических электрических измерений. Комплексная диэлектрическая проницаемость оценивается в широком диапазоне частот с использованием различных вариантов диэлектрической спектроскопии , охватывающих почти 21 порядок величины от 10 ^-6 до 10 ¹⁵ герц . Кроме того, с помощью криостатов и сушильных шкафов диэлектрические свойства среды можно охарактеризовать по ряду температур. Чтобы изучить системы для таких разнообразных полей возбуждения, используется ряд измерительных установок, каждая из которых соответствует определенному диапазону частот.

Различные методы микроволновых измерений описаны в Chen et al. . ^[20] Типичные ошибки для метода Хакки-Коулмана, использующего шайбу материала между проводящими плоскостями, составляют около 0,3%. ^[21]

Низкочастотные измерения во временной области (от 10 ⁻⁶ до 10 ³ Гц)
Низкочастотные частотной области измерения (10 ^-5 до 10 ⁶ Гц)
Отражающие коаксиальные методы (от 10 ⁶ до 10 ¹⁰ Гц)
Коаксиальный метод передачи (от 10 ⁸ до 10 ¹¹ Гц)
Квазиоптические методы (от 10 ⁹ до 10 ¹⁰ Гц)
Терагерцовая спектроскопия во временной области (от 10 ¹¹ до 10 ¹³ Гц)
Методы преобразования Фурье (от 10 ¹¹ до 10 ¹⁵ Гц)

Для инфракрасных и оптических частот распространенным методом является эллипсометрия . Интерферометрия с двойной поляризацией также используется для измерения комплексного показателя преломления очень тонких пленок на оптических частотах.

См. Также [ править ]

Акустическое затухание
Функциональная теория плотности
Экранирование электрического поля
Отношения Грина – Кубо
Функция Грина (теория многих тел)
Функция линейного отклика
Вращательное броуновское движение
Электромагнитная проницаемость

Заметки [ править ]

^ Текущая практика организаций по стандартизации, таких как NIST и BIPM, заключается в использовании $c 0$ вместо $c$ для обозначения скорости света в вакууме в соответствии с ISO 31 . В первоначальной Рекомендации 1983 г.для этой цели использовалсясимвол $c$ . ^[6]

Ссылки [ править ]

^ Ландау, LD; Лифшиц Е.М.; Питаевский, Л.П. (2009). Электродинамика сплошных сред . Эльзевир Баттерворт-Хайнеманн. ISBN 978-0-7506-2634-7. OCLC 756385298 .
^ Совет по стандартам IEEE (1997). «Стандартные определения терминов IEEE для распространения радиоволн» . п. 6.
Перейти ↑ Braslavsky, SE (2007). «Глоссарий терминов, используемых в фотохимии (рекомендации IUPAC 2006 г.)» (PDF) . Чистая и прикладная химия . 79 (3): 293–465. DOI : 10,1351 / pac200779030293 . S2CID 96601716 .
^ Международное бюро мер и весов (2006), Международная система единиц (СИ) (PDF) (8-е изд.), ISBN 92-822-2213-6, архивировано (PDF) из оригинала на 2017-08-14, п. 119
^ "2018 CODATA Значение: электрическая диэлектрическая проницаемость вакуума" . Справочник NIST по константам, единицам и неопределенности . NIST . 20 мая 2019 . Проверено 20 мая 2019 .
^ Специальная публикация NIST 330 , Приложение 2, стр. 45 .
^ «Последние (2006 г.) значения констант (NIST)» . Physics.nist.gov. 2017-07-01 . Проверено 20 ноября 2018 .
^ «Диэлектрическая спектроскопия» . Архивировано из оригинала на 2006-01-18 . Проверено 20 ноября 2018 .
^ Hofmann, Филипп (2015-05-26). Физика твердого тела (2-е изд.). Wiley-VCH. п. 194. ISBN 978-3527412822.
^ Питер Ю. Ю.; Мануэль Кардона (2001). Основы полупроводников: физика и свойства материалов . Берлин: Springer. п. 261. ISBN. 978-3-540-25470-6.
↑ Хосе Гарсиа Соле, Хосе Соле, Луиза Бауса (2001). Введение в оптическую спектроскопию неорганических твердых тел . Вайли. Приложение A1, стр. 263. ISBN 978-0-470-86885-0.CS1 maint: multiple names: authors list (link)
^ Джон Х. Мур; Николас Д. Спенсер (2001). Энциклопедия химической физики и физической химии . Тейлор и Фрэнсис. п. 105. ISBN 978-0-7503-0798-7.
^ Соле, Хосе Гарсия; Бауса, Луиза Э; Жак, Даниэль (2005-03-22). Соле и Бауса . п. 10. ISBN 978-3-540-25470-6.
^ Хартмут Хауг; Стефан В. Кох (1994). Квантовая теория оптических и электронных свойств полупроводников . World Scientific. п. 196. ISBN. 978-981-02-1864-5.
^ Manijeh Razeghi (2006). Основы твердотельной техники . Бирхаузер. п. 383. ISBN. 978-0-387-28152-0.
^ [1] Прати Э. (2003) "Распространение в гироэлектромагнитных направляющих системах", J. of Electr. Wav. и Прил. 17, 8 , 1177
^ http://www.ece.rutgers.edu/~orfanidi/ewa/ch01.pdf
Перейти ↑ John S. Seybold (2005), Introduction to RF Propagation , John Wiley & Sons, p. 22, ур. (2.6).
^ Кеннет Л. Кайзер, Электромагнитное экранирование , CRC Press, 2005, стр. 1 · 28, ур. (1.80) и (1.81).
^ Линфэн Чен; В.В. Варадан; CK Ong; Чи По Нео (2004). «Теория СВЧ и методы определения характеристик материалов» . Электроника СВЧ . Вайли. п. 37. ISBN 978-0-470-84492-2.
^ Маладил Т. Себастьян (2008). Диэлектрические материалы для беспроводной связи . Эльзевир. п. 19. ISBN 978-0-08-045330-9.

Дальнейшее чтение [ править ]

CJF Bottcher, OC von Belle & Paul Bordewijk (1973) Теория электрической поляризации: диэлектрическая поляризация , том 1, (1978) том 2, Elsevier ISBN 0-444-41579-3 .
Артур Р. фон Хиппель (1954) Диэлектрики и волны ISBN 0-89006-803-8
Редактор Артура фон Хиппеля (1966) Диэлектрические материалы и приложения: статьи 22 авторов ISBN 0-89006-805-4 .

Внешние ссылки [ править ]

Электромагнетизм , глава из онлайн-учебника
Что это за штука с застрявшим зарядом. . . , Другой подход к некоторым проблемам с конденсаторами
Комплексная диэлектрическая проницаемость и показатель преломления металлов
DrudeLorentz.com Онлайн-база данных по построению и параметризации моделей диэлектрической проницаемости Друде-Лоренца обычных металлов

[7] Текущая практика организаций по стандартизации, таких как NIST и BIPM, заключается в использовании $c 0$ вместо $c$ для обозначения скорости света в вакууме в соответствии с ISO 31 . В первоначальной Рекомендации 1983 г.для этой цели использовалсясимвол $c$ . ^[6]

[1] Ландау, LD; Лифшиц Е.М.; Питаевский, Л.П. (2009). Электродинамика сплошных сред . Эльзевир Баттерворт-Хайнеманн. ISBN 978-0-7506-2634-7. OCLC 756385298 .

[IEEE1997-2] Совет по стандартам IEEE (1997). «Стандартные определения терминов IEEE для распространения радиоволн» . п. 6.

[IUPAC-3] Перейти ↑ Braslavsky, SE (2007). «Глоссарий терминов, используемых в фотохимии (рекомендации IUPAC 2006 г.)» (PDF) . Чистая и прикладная химия . 79 (3): 293–465. DOI : 10,1351 / pac200779030293 . S2CID 96601716 .

[4] Международное бюро мер и весов (2006), Международная система единиц (СИ) (PDF) (8-е изд.), ISBN 92-822-2213-6, архивировано (PDF) из оригинала на 2017-08-14, п. 119

[physconst-eps0-5] "2018 CODATA Значение: электрическая диэлектрическая проницаемость вакуума" . Справочник NIST по константам, единицам и неопределенности . NIST . 20 мая 2019 . Проверено 20 мая 2019 .

[6] Специальная публикация NIST 330 , Приложение 2, стр. 45 .

[8] «Последние (2006 г.) значения констант (NIST)» . Physics.nist.gov. 2017-07-01 . Проверено 20 ноября 2018 .

[9] «Диэлектрическая спектроскопия» . Архивировано из оригинала на 2006-01-18 . Проверено 20 ноября 2018 .

[10] Hofmann, Филипп (2015-05-26). Физика твердого тела (2-е изд.). Wiley-VCH. п. 194. ISBN 978-3527412822.

[Cardona-11] Питер Ю. Ю.; Мануэль Кардона (2001). Основы полупроводников: физика и свойства материалов . Берлин: Springer. п. 261. ISBN. 978-3-540-25470-6.

[Bausa-12] Хосе Гарсиа Соле, Хосе Соле, Луиза Бауса (2001). Введение в оптическую спектроскопию неорганических твердых тел . Вайли. Приложение A1, стр. 263. ISBN 978-0-470-86885-0.CS1 maint: multiple names: authors list (link)

[Moore-13] Джон Х. Мур; Николас Д. Спенсер (2001). Энциклопедия химической физики и физической химии . Тейлор и Фрэнсис. п. 105. ISBN 978-0-7503-0798-7.

[Bausa2-14] Соле, Хосе Гарсия; Бауса, Луиза Э; Жак, Даниэль (2005-03-22). Соле и Бауса . п. 10. ISBN 978-3-540-25470-6.

[Haug-15] Хартмут Хауг; Стефан В. Кох (1994). Квантовая теория оптических и электронных свойств полупроводников . World Scientific. п. 196. ISBN. 978-981-02-1864-5.

[Razeghi-16] Manijeh Razeghi (2006). Основы твердотельной техники . Бирхаузер. п. 383. ISBN. 978-0-387-28152-0.

[17] [1] Прати Э. (2003) "Распространение в гироэлектромагнитных направляющих системах", J. of Electr. Wav. и Прил. 17, 8 , 1177

[18] ttp://www.ece.rutgers.edu/~orfanidi/ewa/ch01.pdf

[19] Перейти ↑ John S. Seybold (2005), Introduction to RF Propagation , John Wiley & Sons, p. 22, ур. (2.6).

[20] Кеннет Л. Кайзер, Электромагнитное экранирование , CRC Press, 2005, стр. 1 · 28, ур. (1.80) и (1.81).

[Chen-21] Линфэн Чен; В.В. Варадан; CK Ong; Чи По Нео (2004). «Теория СВЧ и методы определения характеристик материалов» . Электроника СВЧ . Вайли. п. 37. ISBN 978-0-470-84492-2.

[Sebastian-22] Маладил Т. Себастьян (2008). Диэлектрические материалы для беспроводной связи . Эльзевир. п. 19. ISBN 978-0-08-045330-9.