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圧電セラミックスの分極
前に 圧電セラミック材料は 分極しておらず、自由電子が無秩序に配置されています。分極処理後、分極方向に沿って残留分極が発生して異方性多結晶となり、自由電子が均一になりやすく、圧電性が大幅に向上します。図 1 および図 2 に示すように、圧電セラミック材料は形状や分極方向を変えることができます。の 圧電セラミック 材料は分極前後で誘電率 ε と圧電定数dが異なります。
分極前の誘電率を設定します: ε 11 = ε 22 = ε 33。 が s 方向 3 に沿って分極されている場合、他の 2 つの電極面は分極方向に対して垂直になります。分極後の誘電率: ε 11 = ε 22 ≠ ε 33、 の値は ε 33の値よりもはるかに大きい ε11.
圧電セラミックスの圧電定数にも異方性があり、方向によって圧電定数dの値も異なります。このうち、方向３の値が大きく、ｄ 33 ＞＞ｄ 31 、ｄ 32 となっている。検流計で測定すると、d33 にのみ電流が流れ、他の 2 方向には電流が発生しません。圧電セラミックスの分極は磁石の磁化とよく似ており、磁界の強さが大きく変化します。 磁化の前後で
圧電セラミックスのヒステリシス回路
圧電セラミックス球 多結晶であり、その温度がキュリー温度 Tc より高い場合、立方格子になります。キュリー温度 Tc 以下では正方格子となり圧電性を持ちます。圧電材料が温度 Tc で材料の内部構造を変化させる現象は固体相転移と呼ばれ、Tc は相転移温度と呼ばれ、キュリー温度としても知られています。圧電材料が異なれば、キュリー温度も異なります。
たとえば、BaTiO3 のキュリー温度 Tc は 120 ° C、PbTiO3 のキュリー温度 Tc は 490 ° C です。温度が Tc まで上昇すると、立方体の単位胞の 3 つの辺の長さが等しくなります。つまり、a = b = c になります。このとき、電荷中心は立方体の中心に位置し、圧電セラミックスは圧電性を持ちません。温度が Tc より低い場合、正方晶系単位格子の 3 つの辺の長さは等しくなくなります。つまり、a = b
圧電セラミックスが分極すると強誘電性が現れます。 2 回目の分極後、図 3 [1] に示すようなループ曲線が形成されます。
図中、Ps は自発分極です。 Pr は残留分極です。 Ec は抗電界の 強さです。
分極後のヒステリシス ループ曲線はヒステリシス ループ曲線と非常によく似ていることがわかり、圧電セラミックスは強誘電体とも呼ばれます。 1 つの分極の後には残留分極 Pr が存在し、その後毎回この曲線に沿って変化します。圧電材料が異なれば、ヒステリシス ループも異なります。
圧電セラミック体に交流電界を印加し、オシロスコープでヒステリシス曲線を直接観察できます。電場がある強度まで増加すると、分極強度は飽和に達します。このうち、BC セクションは直線増加、Ps は自発分極強度、電場がゼロの場合、分極強度はゼロに等しくありません、P r は残留分極強度です。電場が逆に増加して Ec になると、分極はゼロになります。 Ec点は圧電セラミックスの分極の強さをゼロにすることができるため、Ecを抗電界強度と呼びます。電場が反対方向に増加すると、分極強度も反対方向に増加します。逆分極強度が飽和に達し、逆電界が減少すると、分極強度は曲線 HFC 線に沿って変化します。
分極プロセスは非常に複雑なプロセスです。分極中に高電場が必要なだけでなく、厚さが異なれば必要な時間も異なり、最良の分極効果は比較的高温で達成されなければなりません。の 分極した圧電セラミック 材料は特定の高温で分極効果を失い、圧電材料が異なれば破壊温度も異なるため、圧電セラミック材料を選択する際にはこの点に注意する必要があります。圧電セラミックスの分極性能は、分極前後の圧電セラミック材料間の性能差が非常に大きくなります。
