铁电材料|mabetx官网电气4U.

第一次发现了铁电材料1921年的Rochelle Salt by Valasek。这些材料可以产生自发极化。通过反转施加电场的方向，可以倒置或改变这些材料的极化方向（图1）。这称为切换。即使拆除该字段，它也可以保持极化。这些材料有一些相似之处铁磁材料这揭示了永久磁矩。这滞后环两种材料几乎相同。因为，有相似之处;这两种材料都是相同的。但所有的铁电材料都不能有铁（铁）。一切铁电材料表现出压电效应。这些材料的反对性质在反铁磁材料中看到。

铁电材料理论

基于金堡 - Landau理论的铁电材料的自由能电场任何应用的压力都可以作为泰勒扩展写成。它是以p（命令参数）为的

（如果使用第六阶扩展）
P._X→偏振矢量的组件，x
P._y→偏振载体的组分，y
P._Z.→偏振矢量的组件，Z
α._一世，α_IJ.，α_IJK.→系数应具有晶体对称性的恒定。
α._0.> 0，α_111.> 0→所有铁电
α._11.<0→带有一阶转换的铁电器
α._0.> 0→铁电器，二阶转换

为了研究铁电器中的不同现象和结构域形成，这些方程用于相场模型。通常，通过在这种自由能方程中添加一些术语，例如弹性术语，梯度项和静电术语来使用。使用有限差分法，解决方程受到线性弹性和高斯定律的约束。
对于立方体到四边形相转变的铁电的自发极化可以从自由能的表达获得

它具有双重电位的特征，双能量最小值在p =±p_S.
P._S.→自发极化

通过简化，消除负根和替代α_11.= 0我们得到，

极化和滞后环

首先我们拿一个介电材料给出了外围电场，然后我们可以看出，偏振将始终与图2中所示的所施加的场成比例。

下一个;当我们偏振10释电材料时，我们得到非线性极化。但是，它是字段的函数，如图3所示。

接下来，我们采取了一个铁电材料和电场给它了。我们得到一个非线性极化。它还表现出非零的自发极化而没有外围场。我们还可以看出，通过反转施加电场的方向，可以反转或改变极化方向。

因此，我们可以这么说，极化将取决于现在以及先前的电场状况。如图4所示获得滞后环。

居里温度

这些材料的性质仅存在于明确相位转换温度以下。在该温度之上，材料将成为电池电质材料。也就是说，在自发极化中的损失。该明确的温度称为居里温度（T_C）。最高的这些材料_C将损失压电性质。借助于非极性的介电状态下的介电常数的介电常数由Curie-Weiss法律示出，如下所述

ε→介电常数
ε._∞→ε在温度下，T >> TC
一个→常数
T._C→居里点
T→温度
χ→易感性
C_C→居里常数材料
a的介电常数和温度特性铁电材料如下所示。