Уравнение состояния диэлектриков

Очевидно, что уравнения (4-3) и (4-10) можно рассматривать как уравнения состояния диэлектрика в электрическом поле. [c.87]

Равновесное тепловое состояние диэлектрика в общем случае еще можно описать следующими дифференциальными уравнениями [c.38]

Термодинамические функции, состав и уравнение состояния плазмы канала. Преобразование электрической энергии, запасенной в реактивных элементах разрядной цепи, в работу по разрушению (диспергированию) твердых диэлектриков происходит через промежуточное состояние -внутреннюю энергию Е вещества в канале пробоя. В /12/ приведен анализ применимости для вещества пробоя конденсированного диэлектрика известных уравнений калорической формы [c.49]

Для поляризующихся в электрическом поле сред — диэлектриков — уравнение состояния представляет собой соотношение между вектором поляризации р, напряженностью электрического поля Е и температурой. Вид уравнения состояния различен для двух типов диэлектриков — неполярных и полярных. К неполярным диэлектрикам относятся такие, у которых молекулы (атомы, ячейки кристаллической решетки) в отсутствие внешнего поля не имеют дипольных моментов. После включения поля Е положительные и отрицательные заряды смещаются в противоположных направлениях, и молекулы приобретают дипольные моменты, причем для не слишком сильных полей возникающая поляризация пропорциональна приложенному полю [c.81]

Величина х е называется электрической восприимчивостью вещества и для неполярных газообразных диэлектриков не зависит от температуры. Качественно это следует из того, что тепловое движение не влияет на процесс деформации молекул диэлектрика под действием электрического поля, подобно тому как оно не влияет на намагничение диамагнетиков. Уравнение (16.9) и представляет собой уравнение состояния неполярного диэлектрика. [c.81]

Таким образом, уравнение состояния и для полярных диэлектриков вдали от области насыщения, и для неполярных диэлектриков может быть записано в единой форме [c.82]

Характер изменения функции, описывающей изменение концентрации ориентированных носителей заряда за счет переброса из одного состояния в другое, при нарастающем поле сохраняется и для более сложных систем диэлектриков. Для расчетов, где не требуется высокая точность, можно предложить приближенное решение уравнения (3.3) в виде [c.129]

При исследовании равновесия и устойчивости диэлектриков и магнетиков придется рассматривать разного рода состояния неполного равновесия и равновесные изменения таких состояний. Уравнения Максвелла, конечно, должны все время выполняться. Однако в состояниях равновесия (полного или неполного) входящие в них производные по времени, очевидно, равны нулю, а при равновесных изменениях [c.151]

Формулировка линейной теории упругих диэлектриков с градиентами поляризации в качестве параметров состояния в стационарном случае состоит из следующих уравнений [c.465]

Уравнение Лондонов II 351—353 для пластины II 368 и теория Гинзбурга — Ландау II 363 Уравнение Ричардсона — Дашмена I 363 Уравнение состояния диэлектриков II 117— [c.412]

Свободная энергия единицы объема диэлектрика, находящегося в электрическом поле. В условиях, когда независимой переменной является элекгрическое смещение D (например, при перемещении зарядов, создающих поле), выражение для дифференциала свободной энергии надо взять из (10.22). Интегрируя это выражение при постоянных температуре и объеме для диэлектриков с линейным термическим уравнением состояния (относящимся к электрическим величинам D и F) D = sE, получаем [c.190]

В общем случае определение термофизических свойств такой плазмы является задачей многих тел (причем без малого параметра разложения), аналитическое решение которой пока не получено. Существующие к настоящему времени приемы и методы расчета состава и термодинамических функций плотной низкотемпературной неидеальной плазмы (Г=1) по погрешностям оценки параметров плазмы существенно уступают соответствующим методам расчета идеального газа. Наиболее слабым звеном в этих методах является отсутствие теоретических предпосылок для оценки погрешностей расчета. Эксперименты на ударных трубах, с пробоем диэлектриков и другие в силу значительных погрешностей не могут к настоящему времени однозначно базироваться на той или иной методике расчета. В такой ситуации следует стремиться к наиболее простым формам уравнения состояния плазмы, а оценку коэффициентов, входящих в него, с погрешностью 3-4% считать удовлетворительной. При этом следует иметь в виду, что традиционная химическая модель (модель смеси) даже для плазмы с Г s 7 может дать удовлетворительные результаты по большинству параметров плазмы при обоснованном учете связанных, состояний и кулоновского взаимодействия. Достаточно надежные результаты могут быть получены также для некоторых параметров с использованием методов разложения термодинамических величин в канонические ансамбли, дать приемлемые результаты для не слишком широкого диапазона давлений в канале. [c.51]

Дитеричи уравнение состояния 44, 56, 105, 134 Диффузия 103, 248 Диэлектрик 175, 194—196 Доннана мембраны равновесие 248, 285 [c.299]

Интерес к нелинейным движениям деформируемых твердых тел вызывается, главным образом, тем обстоятельством, что ударные волны позволяют эффективно определить сильно нелинейные уравнения состояния ряда кристаллических тел. Линейные и нелинейные волны, распространяющиеся в электроупругих твердых телах, как, например, упругие диэлектрики и сегнетоэлектрические керамики, имеют смешанную природу, являясь одновременно как механическими, так и электрическими имеющееся электромеханическое взаимодействие позволяет осуществить прямую запись электрического сигнала, т. е. получить мгновенную картину состояния исследуемого образца. Приложения включают способ подвода энергии, возбужденной ударной волной, и устройства преобразования электромеханической энергии при сжатии кристалла ударной волной [Doran, 1968 Graham, 1972 Иванов и др., 1968]. [c.525]

Выше мы предполагали, что твердое тело имеет только ионные степени свободы, т. е. является диэлектриком. Для металла влияние дополнительных электронных степеней свободы можно учесть по формуле (25.12). И в этом случае модуль всестороннего сжатия очень слабо зависит от температуры и может быть заменен его значением при Г = 0. Для грубой оценки электронного вклада в дР1дТ)у мы просто добавим к вкладу колебаний решетки соответствующую величину для газа свободных электронов. Поскольку уравнение состояния газа свободных электронов [см. (2.101)] имеет вид ) [c.122]

Сделаем одно общее замечание относительно систем, рассмотренных в этой и предыдущей задачах. Для диэлектриков (не сегнетоэлектриков) и магнетиков выше точки Кюри (не ферромагнетиков) величины векторов индукции D или В и влектрического йли магнитного моментов Р или М представляются однозначными функциями состояния, обращающимися в нуль при выключении поля Е и поля Я. В уравнении состояния А = А в, а) в связи с этим представляется естественным ограничение лишь линейным приближением по величине поля а [c.159]

ФОТОЭФФЕКТ [внешний (закон третий число фотоэлектронов, вырываемых из катода за единицу времени, пропорционально нн генсивности света красная граница — минимальная частота света, при которой еще возможен фотоэффект и которая зависит от химической природы вещества и состояния его поверхности уравнение Эйнштейна определяет кинетическую энергию фотоэлектрона как разность энергии, приобретенной электроном от поглощения фотона, и работы выхода, совершаемой электроном для выхода из металла) внутренний <есть перераспределение электронов по энергетическим состояниям в твердых и жидких полупроводниках и диэлектриках, происходящее под действием света имеет красную границу, определяемую равенством энергии активации и энергии фотона) многофотонный происходит при очень больших интенсивностях света, достижимых с помощью лазеров] [c.294]

Введенный вновь материал распределен по всем трем разделам книги. В качестве неполного перечня новых вопросов отметим в ч. I параграфы, посвященные изложению термодинамики диэлектриков и плазмы, парадоксу Гиббса и принципу Нернста, в ч. II — теорию орто- и парамодификаций, теорию тепловой ионизации и диссоциации молекул, дебаевское экранирование, электронный газ в полупроводниках, формулу Найквиста и особенно главу Фазовые переходы , в ч. III — параграфы Безразмерная форма уравнений Боголюбова , Методы решения уравнения Больцмана , параграфы, посвященные затуханию Ландау, кинетическому уравнению для плазмы и проблеме необратимости. Существенно переработана и расширена глава Элементы неравновесной термодинамики , в которой помимо более детального рассмотрения области, близкой к равновесию, введен параграф, посвященный качественному рассмотрению состояний, далеких от равновесия. [c.7]

Возможность ФП типа диэлектрик — металл была теоретически предсказана jMottom при анализе применимости зонной теории электронных спектров твердых тел, в которой обычно используется одноэлектронное приближение, т. е. предполагается, что каждый электрон движется в силовом поле ионов п всех электронов (кроме рассматриваемого), а парные взаимодействия не учитываются даже для ближайших соседних электронов (эти взаимодействия включены в среднее поле, см. 1.1), В одноэлектронном приближении решением уравнения Шредингера в кристалле являются функции Блоха, а собственные значения энергии образуют энергетические полосы. Число уровней в каждой полосе определяется числом атомов в решетке, вследствие чего образуются квазинепре-рывные энергетические зоны, заполнение которых определяется принципом Паули (см, 1.1, рис, 1.3). Вещества, у которых в основном состояни нет частично заполненных зон, относятся к диэлектрикам и полупроводникам полу.метал-лы и металлы, напротив, характеризуются наличием частично заполненных зон (см, рис. 1.5). [c.114]

Соотношение (3.41) является теоретической основой метода релаксационной спектроскопии глубоких уровней (РСГУ), который широко используется для исследования энергетического спектра структур металл-диэлектрик-полупроводник. Подчеркнем, что уравнения (3.38)-(3.41) справедливы при выполнении двух условий 1) центры захвата взаимодействуют только с одной зоной делокализованных состояний 2) в процессе возврашения к равновесию можно пренебречь захватом (первым членом в уравнении (3.36)). [c.97]

В гл. 3 и 4 мы познакомились с нелинейными явлениями в газах и жидкостях при распространении в них акустических волн конечной амплитуды. Эти явления были связаны с нелинейностью уравнений движения и состояния. Как мы уже обращали внимание в гл. 8, в теории упругости изотропного твердого тела также имеют место подобного рода нелинейности. По этой причине распространение упругих волн в твердых телах должно приводить к явлениям, аналогичным изученным в гл. 3 и 4 генерации гармоник, взаимодействию волн, нелинейному поглощению и т. д. Вместе с тем, поскольку в твердых телах могут существовать несколько типов волн (продольные, поперечные, поверхностные), нелинейные эффекты здесь более многообразны. Качественно новые нелинейные явления можно наблюдать, если от изотропных диэлектриков перейти к случаю анизотропных кристаллов, кристаллов, обладающих пьезоэффектом, и в особенности полупроводниковых и ряда магннтоупорядочен-пых кристаллов. [c.280]

Типичная ситуация, когда условие (3.6.16) i не имеет места в области пространства, занятой диэлектриком, предоставляется случаем, когда сильный разрыв (ударная волна) в общем случае смешанной электромагнитомеханической природы распространяется по диэлектрику, как зто происходит в экспериментах с керамикой. Все величины терпят конечный скачок при переходе через поверхность разрыва o t), движущуюся с абсолютной скоростью v в системе отсчета Ro. Уравнение Гюгонио— это уравнение термодинамической природы, связывающее состояние среды перед поверхностью сильного разрыва с множеством состояний, которые возможны за этой поверхностью. Чтобы получить это уравнение, нам нужно рассмотреть условия на скачках. (3.5.12), (3.5.14), (3.5.17), (3.2.79), (3.2.73), (3.2.77) и (3.2.75) при отсутствии потока тепла, поверхностного заряда и токов [c.207]

Уравнение (8.33) является 01Сновой для исследования фазового перехода металл — диэлектрик в модели Хаббарда. Сделаем в нем аналитическое продолжение Шп Е + 1Ь и рассмотрим плотность состояний на поверхности Ферми р(0). Согласно формуле (8.19) [c.94]

ФРЕНЕЛЯ ФОРМУЛЫ, определяют отношения амплитуды, фазы и состояния поляризации отражённой и преломлённой световых волн, возникающих при прохождении света через границу раздела двух прозрачных диэлектриков, к соответствующим хар-кам падающей волны. Установлены фрапц. физиком О. Ж. Френелем в 1823 на основе представлений об упругих поперечных колебаниях эфира. Однако те же самые соотношения — Ф. ф. следуют в результате строгого вывода из эл.-магн. теории света при решении уравнений Максвелла. [c.833]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...