Реферати українською » Радиоэлектроника » Радіоматеріали і радіокомпоненти


Реферат Радіоматеріали і радіокомпоненти

Страница 1 из 3 | Следующая страница

Міністерство спільного освітнього і професійної освіти Російської Федерації

>ТОМСКИЙ ДЕРЖАВНИЙ УНІВЕРСИТЕТ

СИСТЕМ УПРАВЛІННЯ ІРАДИОЭЛЕКТРОНИКИ

(>ТУСУР)

КафедраКУДР

>РЕФЕРАТ

Перевірив

Викладач кафедриКУДР

__________>Кистенева

«___» вересня 2001р.

>Виполнил

студент групи49В

__________Попов З. У.

«___» вересня 2001р.

р. Томськ

2001 р.


Зміст

1. Метали.. 3

1.1Зонная енергетична структура металів. 3

1.2 Основні електричні параметри металів. 5

1.3 удільне опір чистих металів. 6

1.4 Електричні властивості металевих сплавів. 8

2.Диелектрики. 10

2.1 Функції, що їхдиелектриками вРЭА.. 10

2.2 Видиполяризаций. 10

2.3Диелектрические втрати. 12

3. Магнітні матеріали. 14

3.1. Класифікація речовин по магнітним властивостями.. 14

3.2. Класифікація магнітних матеріалів. 15

3.3Феррити.. 15

3.3.1 Особливостіферримагнетиков. 16

3.4 Природа обмінного взаємодії. 17

3.5 залежність магнітних властивостей від температури.. 19

Список літератури.. 21


1. Метали

1.1Зонная енергетична структура металів

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 виявляютьсялокализованними 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 вуединенних 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 електронів.

У результаті обмінного взаємодії дискретні енергетичні рівні ізольованого атома розщеплюються в енергетичні зони (малюнок 1.1, б). Дозволені енергетичні зони розділенізапрещенними інтервалами енергії (>запрещенними зонами -ЗЗ). Рівні енергії внутрішніх оболонок, які локалізовано поблизу ядра і піддаються сильному обуренню з боку навколишніх атомів, розщеплюються менше, ніж рівнівалентних (зовнішніх) електронів.

Рівнівозбужденного атома


                                                                      ЗП


                                                                     ЗЗ


                                                                     ВЗ


Рівеньневозбужденного стану атома

            а) б)

Малюнок 1.1 – енергетичні рівні:

а –уединенного атома;

б – твердого тіла;


Розглянемо просту кристалічну грати, освічену одним сортом атомів. У кожнійразрешенной енергетичної зоні міститься стільки рівнів енергії, скільки атомів міститься в усьому кристалі. Коли ж врахувати, що енергетичні зони мають ширину порядку одиницьеВ, то тут для кристала розміром1см3, що містить 1022-1023 атомів, енергетичне «відстань» між рівнем виявиться ~ 10-22-10-23еВ. 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 ~103еВ.

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, можливозаселен лише двома електронами. У результаті, нижні (внутрішні) зони заселяються повністю до зони, освіченоювалентними рівнями. >Валентная зона (>ВЗ) є останньою заселеній зоною. Залежно від «укомплектованості» електронами вони можуть виявитися або повністю заповненою, або частково заповненою. Наприклад, якщо валентна зона освіченаS-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 валентної зони визначають більшість процесів, які у твердому тілі.

1. Припустимо, що валентна зона населена повністю (малюнок 1.2). Якщо за цьому між валентної зоною - та зоною провідності є досить велика зона заборонених енергійDЕ > ~ 0.1еВ, то такий стан відповідає або напівпровідникові (>DЕ < ~ 3еВ), абодиелектрику (>DЕ > ~ 3еВ). Знаходячись у валентної 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 валентною зони повністю заселені, тому дрейф можливий лише за умови перекидання частини електронів з валентної зони до зони провідності рахунок зовнішніх збудливих чинників (температурний нагрівання,освещение тощо.).

Рівнівозбужденного атома


Ен

е

р

р

іє

 
1


        DЕ 3


2

            а) б) в)

1 – валентна зона;

2 – зона провідності;

3 –запрещенная 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 до зони.

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

Випадок перекритих зон та випадок частково заповненою валентної зони з погляду електропровідності еквівалентні. Важливо, що справжній рівень Фермі металів міститься у області дозволенихквазинепреривних 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 температури.

1.2 Основні електричні параметри металів

Із загального курсу фізики відомо, що щільність електричного струму в речовині визначається зарядомq, концентрацією n ідрейфовой (середньої спрямованої) швидкістю носіїв заряду vін

                       j =q n vін;                                                                                        (1.1)

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

                                                                (1.2)

>Cсредняя теплова швидкість пов'язані з температурою металу співвідношенням

>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 полядрейфовая швидкість дорівнює нулю. При вплив електричного поля електрони отримують деяку додаткову складову у бік поля. Однак це добавка незначна, та практично впливає на характер руху електронів. Елементарні розрахунки показують, що з самому жорсткого режимі перебігу струму, величинадрейфовой 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 міждрейфовой швидкістю і напруженістю поля:

                       vін = >m E;                                                                                          (1.3)

Коефіцієнт пропорційності >m називається «рухливість» [м2 / У з].Подстановка (1.3) в (1.1) дає

                       j =q n >m E;                                                                                       (1.4)


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

                       g =q n >m;r =1/g. (1.5)

1.3 удільне опір чистих металів

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 брассеивающими центрами, зсамосогласованности полі зквантовомеханическим рухом електронів.

Насправді ж, як раніше, присутність дефектів структури в кристалічною ґрати неминуче.Рассеяние електронів може й в регулярних частинах кристала, оскільки сувора періодичність його порушується тепловими коливаннями іонів. Досвід свідчить, що став саме теплові коливання ґрати є головнимрассеивающим 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 температуриДебаяТд, 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, причомуразрешенная зона фотонів має ширину ~ 0.01еВ. 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 температуриДебая, зростає кількість фотонів, відповідне кожному окремомувозбужденному рівню енергії. Але, ще, порушуються дедалі більше і вищі рівні енергії фотонів. При температуріДебая порушено вже всі фотонні рівні, тому приріст фотонів уповільнюється, і залежністьr(Т) перетворюється на лінійну. Як свідчить експеримент, лінійна апроксимація температурної залежностіr(Т) справедлива для температур вище 2/3Тд з помилкою, яка перевищує 10%. ТемператураДебая більшість металів становить 400 –450К, тому лінійне наближення зазвичай справедливо для температур від кімнатної і від. Поблизу температури плавленняТпл відбувається відхилення від лінійного закону, а за нормальної температури плавлення настає різкескачек питомої опору, пов'язані з фазовим переходом. Зазвичай, опір сплаву вище, ніж опіртве1рдого металу. Виняток становлять такі метали, якBi,Ga та інших, які мають за нормальної температури плавлення опір падає.

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 рівніr0. це значення називається залишковим опором. Вочевидь, вона пов'язана з тепловим розсіюванням електронів. Досвід свідчить, щоr0 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 сумитампературозависимой і залишкової (постійної стосовно зміни температури) складової.

                      r =rт +r0. (1.6)

Для характеристики впливу температури певнутемпературозависимую величину (в обмеженому температурному діапазоні, де її зміна вважатимуться приблизно лінійним), вводять поняття температурного коефіцієнта цієї величини.r /r273


>r 0,015

                                                                                                     >Pt


                                                              0,010


                                                                            >Hg

                                                              0,005

>rост


      0ТсвТдТпл Т 0Тсв 10 15 Т, До

                       а) б)        

Малюнок 1.3 – температурна залежність питомої опору металів:

а – широтою діапазону температур (схематично);

б – у сфері низьких температур для платини і ртуті.

>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 кінцевихприращениях при деякою конкретної температуріТ0 з урахуванням експериментального виміру залежностіА(Т) на околиціТ0. у своїй кінцеве прирощенняDА відкладається на дотичній до характеристиці у точціТ0. вираз, що стоїть другогоприближенного рівності, дає рецепт визначення середнього ТК на температурному діапазоні відТ1 доТ2. 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 значенняА0 при кімнатної температуріТ0, 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>r для чистих металів становлять ~ 10-3 К-1. РозглянемоТКr металу з дефектами, використовуючи вираз (1.7) й гадаючи виконання співвідношення (1.6):

           

>ТКr =1/rdr/dT =1/(rт +r0)drт/dT =rт/(rт +r0) [(>1/rт)drт/dT] =ТКrтrт/(rт +r0). (1.8)

Одержаний вираз свідчить, що з запровадження домішок (збільшення постійної складовоїr0) удільне опір металу стає менштемпературозависимим (>ТКr зменшується). Досвід свідчить, що запровадженням домішок це значення можна понизити на 1-2 порядку (у своїй, проте, загальне удільне опір підвищується).

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

1.4 Електричні властивості металевих сплавів

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,

Страница 1 из 3 | Следующая страница

Схожі реферати:

Навігація