电介质的极化过程及电介质极化 (15).ppt

一、偶极子转向极化一、偶极子转向极化在电场作用下，对极化的贡献除了电子位移极化外，最主要的则是极性分子转向极化的贡献。一、偶极子转向极化一、偶极子转向极化热运动下，偶极矩空间取向的几率相同，故极性电介质一、偶极子转向极化一、偶极子转向极化在电场作用下，偶极分子在电场方向取向，热运动阻碍分子在电场方向的取向在一定温度和电场作用下，达到一个新的统计平衡偶极子在空间各方向取向的几率不再相同，沿电场方向取向几率大于其它方向的几率在电场方向出现宏观偶极矩偶极矩转向极化一、偶极子转向极化一、偶极子转向极化转向极化由于受到分子热运动的无序化作用，电场的有序化作用以及极性分子间的长程作用，故这种极化的建立需较长时间约 甚至更长，属于慢极化形式，伴随有能量损耗。一、偶极子转向极化一、偶极子转向极化所以在不同的频率乃至工频交变电场中，就可能发生极化建立跟不上电场变化的情况，出现介电常数减小，出现介电弛豫。二、自由点偶极子转向极化二、自由点偶极子转向极化u自由点偶极子转向极化不考虑偶极分子间的相互作用，即不考虑偶极子间的相互作用，只考虑受热运动的支配，这就是自由偶极子。自由偶极子的聚集相当于极性气体。二、自由点偶极子转向极化二、自由点偶极子转向极化当存在外电场时，各分子受转矩作用，趋于使它们取向与外电场平行，但热运动抵抗这种趋势，使体系最后达到一个新的统计平衡，沿外电场方向取向的偶极子比和它反向的偶极子数目多。二、自由点偶极子转向极化二、自由点偶极子转向极化所以体系变成一个各向异性体，具有时间常数（称之偶极子弛豫时间）并且沿外电场取向的偶极子的平均分量终达一个稳定正值。二、自由点偶极子转向极化二、自由点偶极子转向极化所有分子的偶极矩沿电场方向的统计平均分量：偶极子分子的固有偶极矩为电场与偶极子间的夹角的统计系统平均值二、自由点偶极子转向极化二、自由点偶极子转向极化正则分布（Canoncical distribution）热源 ,体系A,处于状态r,能量为 ,接触后达到热平衡，则状态r出现的几率密度：C为常数,K为波尔兹曼常数,T为热源温度二、自由点偶极子转向极化二、自由点偶极子转向极化设A为一偶极分子，为除A以外的所有偶极分子组成的热源 为A偶极分子的总能，前者为动能，后者 为电场中的势能（不计重力势能）二、自由点偶极子转向极化二、自由点偶极子转向极化二、自由点偶极子转向极化二、自由点偶极子转向极化 为几率密度，表示在势能 范围内找到偶极分子A的几率二、自由点偶极子转向极化二、自由点偶极子转向极化设单位体积中粒子数为 ，则 为在单位体积中在势能 范围内的分子数=二、自由点偶极子转向极化二、自由点偶极子转向极化 表示在单位体积内，在 方向内取向的偶极子分子数，或在立体角 内找到偶极子的分子数。二、自由点偶极子转向极化二、自由点偶极子转向极化故单位体积内在立体角 偶极分子的偶极矩在电场方向分量 为单位体积内偶极分子在电场方向的分量和。二、自由点偶极子转向极化二、自由点偶极子转向极化求平均二、自由点偶极子转向极化二、自由点偶极子转向极化令 称Langevin函数。二、自由点偶极子转向极化二、自由点偶极子转向极化随着x增大，即 增大，从0增到1，这是因为 增大，电场的取向作用压倒温度的扰乱作用，使所有偶极子都趋向与外电场平行，达到饱和。二、自由点偶极子转向极化二、自由点偶极子转向极化当X温度不太低，电场不太高二、自由点偶极子转向极化二、自由点偶极子转向极化与温度有关，与温度成正比，温度愈高，热运动加剧，转向极化降低。偶极子转向极化率二、自由点偶极子转向极化二、自由点偶极子转向极化一个典型偶极子:两个相距1的电荷()外电场环境温度 郎之万函数所表示的体系只在原点附近才有物理意义二、自由点偶极子转向极化二、自由点偶极子转向极化电子位移极化率与离子位移极化率均为 量级，故转向极化率比位移极化率高得多。