Ferroelektromosság

A ferroelektromosság az a jelenség, amikor egy kristályban egy bizonyos hőmérsékleti tartományban spontán polarizáció lép fel , még akkor is, ha nincs külső elektromos tér , ami az alkalmazásával átirányítható. [1] [2] A ferroelektromosság jelenségét mutató kristályokat ferroelektromosnak nevezik . A ferroelektromos anyagok abban különböznek a piroelektromosoktól , hogy egy bizonyos hőmérsékleten (az úgynevezett dielektromos Curie-ponton ) megváltozik a kristálymódosulásuk és megszűnik a spontán polarizáció.

Azt a kristálymódosulást, amelyben spontán polarizáció figyelhető meg, poláris fázisnak nevezzük , és amelyben nem figyelhető meg, nem poláris fázisnak .

A ferroelektromosság jelensége hasonló a ferromágnesesség jelenségéhez, és az angol szakirodalomban ferroelektromosságnak nevezik . Azokat az anyagokat, amelyek ferroelektromos és ferromágneses tulajdonságokkal is rendelkeznek, multiferroikának nevezzük .

Landau elméletét a ferroelektromos elektródák fázisátalakulásának fenomenológiai leírására használják .

Történelem

1920-ban Joseph Valasek felfedezte a ferroelektromosságot a Rochelle-sóban (NaKC 4 H 4 O 6 4H 2 O ). [3] Észrevette, hogy külső elektromos tér hatására a polarizációs vektor előjelet válthat, ami korábban nem volt megfigyelhető, mivel az egykristályokban sok eltérő polarizációs orientációjú domén alakult ki. Két kritikus hőmérsékletet is felfedezett [4] , egy erős piezoelektromos hatást a ferroelektromos fázis közelében [5] . Kurchatov I. V. 1933-ban a Rochelle-só ferroelektromosságának magyarázatát javasolta a vízmolekulák dipól-dipól kölcsönhatásával. Sokáig a Rochelle-só maradt az egyetlen ferroelektromos anyag, de 1935 és 1938 között a ferroelektromos anyagok új osztályát fedezték fel a kálium-dihidrogén-foszfát leghíresebb képviselőjével, egyetlen átmeneti hőmérséklettel. Slater 1941-ben hidrogénkötésekkel és két lehetséges dipólusorientációval (H 2 PO 4 ) magyarázta a ferroelektromosságot ebben az anyagcsoportban - [6] . A hidrogénkötések jelenlétét a ferroelektromos hatás létrejöttének előfeltételének tekintették, de 1945-ben a ferroelektromos anyagok új osztályát, például bárium-titanátot kaptak, amely nem tartalmazott hidrogént. A növekedési technológia fejlődése olyan széles körben elterjedt ferroelektromos anyagok felfedezéséhez vezetett, mint a kálium- és lítium-niobátok és tantalátok [7] . Ezeknek az anyagoknak az egyszerű szerkezete lehetővé tette Slaternek, hogy egy mikroszkopikus elméletet építsen fel, amely a nagy hatótávolságú dipóluskölcsönhatáson alapul, és elmagyarázta az elmozdulás típusú átmenetet, és a későbbi munkákban finomította a „puha” rácsmódot figyelembe véve, amely a háló pozíciójának instabilitásával jár. atomok az egységcellában [8] .

Polarizáció

Amikor a legtöbb anyag polarizált, az indukált P polarizáció majdnem pontosan arányos az alkalmazott külső elektromos térrel E ; ezért a polarizáció az elektromos tér lineáris függvénye, ahogy az ábrán is látható. Egyes anyagok, úgynevezett paraelektromos anyagok [9] , erősebb nemlineáris polarizációt mutatnak (lásd az ábrát). A polarizációs görbe meredekségének megfelelő elektromos permittivitás nemlineárisan függ a külső elektromos tértől.

Amellett, hogy nem lineárisak, a ferroelektromos anyagok spontán nullától eltérő polarizációt mutatnak (külső elektromos tér be-/kikapcsolása után, lásd az ábrát), még akkor is, ha az alkalmazott E tér nulla. A ferroelektrikumok megkülönböztető jellemzője, hogy a spontán polarizáció megfordítható egy megfelelően alkalmazott erős, ellenkező irányú elektromos térrel; ezért a polarizáció nemcsak az aktuális elektromos tértől függ, hanem annak történetétől is, hiszterézis hurkot képezve .

Az anyagok jellemzően csak egy bizonyos fázisátalakulási hőmérséklet alatt mutatnak ferroelektromos tulajdonságokat, amelyeket Curie-hőmérsékletnek ( T C ) neveznek. E hőmérséklet felett paraelektromossá válnak, vagyis megszűnik a spontán polarizáció, és a ferroelektromos kristály paraelektromos állapotba kerül. Sok ferroelektromos anyag teljesen elveszíti piezoelektromos tulajdonságait Tc felett, mivel paraelektromos fázisuk kristályos szerkezetű, inverziós központtal . [tíz]

A ferroelektromos anyagok spontán polarizációja a Curie-pontban vagy folyamatosan (másodrendű átmenet, Rochelle-só ) vagy hirtelen (elsőrendű átmenet, bárium-titanát ) változik. A ferroelektromos anyagok egyéb jellemzői, mint például a relatív permittivitás , nagyon nagy értékeket érhetnek el a Curie-ponton (10 4 és magasabb).

A nempoláris fázis Curie-pontja közelében teljesül a Curie-Weiss-törvény , amely összefüggésbe hozza a ferroelektromos α polarizálhatóságát és a T hőmérsékletét [11] :

\alpha ={\frac {C}{T-T_{0}}}

ahol és a ferroelektromos típusa által meghatározott állandók. Az értéket Curie-Weiss-hőmérsékletnek nevezik , és nagyon közel áll a Curie-hőmérséklet értékéhez. Ha két Curie-pont van, akkor a nempoláris fázisban mindegyik környezetében ugyanaz a törvény érvényesül. Felül közelében - az előző formában, és az alsó közelében - a [11] formában : $C$ $T_{0}$ $T_{0}$

\alpha ={\frac {C'}{T_{0}'-T}}

A poláris fázisban (ferroelektromos fázisban) a dipólusmomentum megszerzésének mechanizmusa is eltérő lehet: egy változat lehetséges mind az ionok elmozdulásával ( bárium-titanát ; a megfelelő fázisátalakulást elmozdulás típusú átmenetnek nevezik), mind pedig a az anyagban már meglévő dipólusok ( kálium-dihidrogén-foszfát , triglicin-szulfát ) orientációjának rendezése .

Alkalmazások

Az állítható kapacitású kondenzátorok kihasználják a ferroelektromos anyagok nemlineáris jellegét. A ferroelektromos kondenzátor vagy varikond jellemzően egy pár elektródából áll, amelyek között egy ferroelektromos anyagréteg található. A ferroelektromos anyagok permittivitása nemcsak hangolható, hanem abszolút értékben általában nagyon nagy, különösen akkor, ha közel van a fázisátalakulási hőmérséklethez. Emiatt a ferroelektromos kondenzátorok kis fizikai méretűek az azonos kapacitású dielektromos (nem hangolható) kondenzátorokhoz képest.

A ferroelektromos anyagok spontán polarizációja hiszterézis effektus jelenlétét vonja maga után , amely memóriafunkcióként használható ferroelektromos RAM [12] gyártásához számítógépekhez és RFID kártyákhoz. Ezekben az alkalmazásokban jellemzően ferroelektromos anyagok vékony filmjeit alkalmazzák, mivel így mérsékelt feszültség mellett is elérhető a polarizációváltáshoz szükséges elektromos mező. A vékonyrétegek használatakor azonban nagy figyelmet kell fordítani a felületre, az elektródákra, a mintaminőségre, hogy az eszközök megbízhatóan működjenek. [13]

A szimmetria miatt (nincs központi szimmetria az egységcellának) a ferroelektromos anyagoknak piezoelektromosnak és piroelektromosnak is kell lenniük. A memóriaeffektus, a piezoelektromosság és a piroelektromosság kombinációja nagyon hasznossá teszi a ferroelektromos kondenzátorokat például érzékelőalkalmazásokban. A ferroelektromos kondenzátorokat orvosi ultrahanggépekben (a kondenzátorok ultrahangjelet állítanak elő, majd érzékelnek a test belső szerveinek képalkotására), csúcskategóriás infravörös kamerákban (az infravörös képet kétdimenziós ferroelektromos kondenzátorok tömbjére vetítik Celsius-fok milliomod részeiig terjedő hőmérséklet-különbségek érzékelése), tűzérzékelők, szonár, rezgésérzékelők és még üzemanyag-befecskendezők is a dízelmotorokban.

Egy másik, a közelmúltban érdekelt ötlet a ferroelektromos alagút csomópont (FTJ ) , amelyben az érintkezést egy nanométer vastagságú ferroelektromos film alkotja, amelyet fémelektródák közé helyeznek. [14] A ferroelektromos réteg vastagsága elég kicsi az elektronalagúthoz. A piezoelektromos és térhatások, valamint a depolarizációs mező óriási elektromos ellenállás (GER) kapcsolási hatáshoz vezethet.

Egy másik alkalmazás a multiferroika , ahol a kutatók a mágneses és a ferroelektromos rendeződés közötti kölcsönhatást keresik egy anyagban vagy heterostruktúrában; a közelmúltban több vélemény is született erről a témáról. [tizenöt]

A ferroelektromos anyagok katalitikus tulajdonságait 1952 óta tanulmányozzák, amikor is Parravano a nátrium- és kálium-niobát ferroelektromos kristályokhoz viszonyított anomáliákat fedezett fel a CO oxidáció sebességében ezen anyagok Curie-hőmérsékletének közelében. [16] A ferroelektromos polarizáció felületnormál komponense polarizációfüggő töltéseket indukálhat a ferroelektromos anyagok felületén a kémiai összetételük megváltoztatásával. [17] [18] [19] Ez lehetőséget ad a Sabatier-elven kívüli katalízis végrehajtására . [20] A Sabatier-elv kimondja, hogy a heterogén katalitikus reakció maximális sebességének eléréséhez az intermediereknek erősen, de nem túl erősen adszorbeálódniuk kell. A reakciósebesség logaritmusa lineárisan növekszik, majd az intermedier adszorpciós hőjének növekedésével lineárisan csökken (ún. vulkángráf). [21] [22] Másrészt a ferroelektromos polarizációtól függő kémia ezt a hatást használja arra, hogy a felület-adszorpátum kölcsönhatást erős adszorpcióról erős deszorpcióra váltsa, így már nincs szükség egyensúlyra a deszorpció és az adszorpció között. A ferroelektromos polarizációt energiagyűjtésre is használják . [23] A polarizáció segít szétválasztani a fotogenerált elektron-lyuk párokat , ami fokozott fotokatalízishez vezet. [24] Ezen túlmenően a piroelektromos és piezoelektromos hatások miatt változó hőmérséklet (fűtési/hűtési ciklusok) [25] [26] vagy változó alakváltozási (rezgési) feltételek mellett [27] további töltések léphetnek fel a felületen, amelyek különböző (elektromos) kémiai reakciók .

Anyagok

A ferroelektromos anyag belső elektromos dipólusai az anyag kristályrácsához kapcsolódnak, így bármi, ami megváltoztatja a rácsot, megváltoztatja a dipólusok erősségét (más szóval megváltoztatja a spontán polarizációt). A spontán polarizáció változása a felület töltésének megváltozásához vezet. Egy ferroelektromos kondenzátor esetében ez áramáramlást jelent, még akkor is, ha nincs külső feszültség a kondenzátoron. A két külső tényező, amely megváltoztatja az anyag rácsának méreteit, az erő és a hőmérséklet. Piezoelektromos effektusnak nevezzük azt a felszíni töltést, amely egy anyag külső feszültségének hatására jön létre . Az anyag spontán polarizációjának hőmérsékletváltozás hatására bekövetkező változását piroelektromosságnak nevezzük .

A kristályoknak összesen 230 térszimmetria-csoportja van , amelyek 32 kristályosztályra oszthatók . 21 nem-centroszimmetrikus osztály létezik, ebből 20 piezoelektromos . A piezoelektromos osztályok közül 10 olyan spontán elektromos polarizációval rendelkezik, amely a hőmérséklettel változik, ezért piroelektromosnak minősülnek . A piroelektromos anyagoknak csak egy része ferroelektromos. A piroelektrikában a polarizáció lineárisan változik külső elektromos tér hatására, de iránya külső elektromos térrel nem változtatható. A ferroelektrikában a polarizáció nemlineárisan változik, a polarizáció iránya pedig külső elektromos térrel és mechanikai igénybevétellel szabályozható [28] .

32 kristályosztály
21 nem-centroszimmetrikus			11 centroszimmetrikus
20 fokozatú piezoelektromos			nem piezoelektromos
10 piroelektromos osztály		nem piroelektromos
ferroelektromos	nem ferroelektromos	nem piroelektromos
PbZr / TiO 3 , BaTiO 3 , PbTiO 3	Turmalin , ZnO , AlN	Kvarc , Langasite

Elmélet

Az alábbiakban egy fenomenológiai megközelítést vizsgálunk egy külső elektromos térben lévő ferroelektromos probléma megoldására. Ez a megközelítés nem ad választ a részletes mikroszkópos kép kérdésére, hanem előrejelzéseket ad a vizsgált rendszer termodinamikai jellemzőiről [29] .

A Ginzburg - Landau elmélet alapján a ferroelektromos anyag szabad energiája elektromos tér és rákapcsolt feszültség hiányában Taylor - sorként írható fel a P sorrendi paraméterben . kicsinységi sorrendet (beleértve) használunk, a szabad energia meghatározása a következő:

{\begin{array}{ll}\Delta E=&{\frac {1}{2}}\alpha _{0}\left(T-T_{0}\right)\left(P_{ x}^{2}+P_{y}^{2}+P_{z}^{2}\jobbra)+{\frac {1}{4}}\alpha _{11}\left(P_{x }^{4}+P_{y}^{4}+P_{z}^{4}\jobbra)\\&+{\frac {1}{2}}\alpha _{12}\left(P_ {x}^{2}P_{y}^{2}+P_{y}^{2}P_{z}^{2}+P_{z}^{2}P_{x}^{2}\ jobb)\\&+{\frac {1}{6}}\alpha _{111}\left(P_{x}^{6}+P_{y}^{6}+P_{z}^{6 }\right)\\&+{\frac {1}{2}}\alpha _{112}\left[P_{x}^{4}\left(P_{y}^{2}+P_{z }^{2}\jobbra)+P_{y}^{4}\left(P_{x}^{2}+P_{z}^{2}\jobbra)+P_{z}^{4}\ bal (P_{x}^{2}+P_{y}^{2}\right)\right]\\&+{\frac {1}{2}}\alpha _{123}P_{x}^ {2}P_{y}^{2}P_{z}^{2}\end{array}}

ahol P x , P y és P z a polarizációs vektor x, y és z irányú komponensei, és az együtthatók megfelelnek a kristály szimmetriájának. Ezeket az egyenleteket gyakran használják a fázistérmodell kontextusában a doménképződések és egyéb jelenségek vizsgálatára a ferroelektrikákban. Ezenkívül a kifejezés teljes formája magában foglalja az elektrosztatikus tag gradiensét és a rugalmas tag szabad energiához való gradiensét. Az egyenleteket ezután a véges differencia módszerrel egy rácson diszkretizálják, és a Gauss -törvény és a lineáris rugalmasságelmélet segítségével oldják meg . ${\displaystyle \alpha _{i},\alpha _{ij},\alpha _{ijk))$

Az összes ismert ferroelektromos és . Ezeket az együtthatókat kísérleti úton vagy az első elvek szimulációjával kaphatjuk meg . A ferroelektromos anyagoknál az elsőrendű fázisátalakulásnak felel meg , míg a másodrendű fázisátalakulásnál figyelhető meg. $\alpha _{0}>0$ $\alpha _{111}>0$ $\alpha _{11}<0$ $\alpha _{11}>0$

A ferroelektromos spontán polarizációs P s értékét a köbös fázisból a tetragonális fázisba való átmenet során úgy kapjuk meg, hogy figyelembe vesszük a szabad energia egydimenziós kifejezését, amelynek alakja:

\Delta E={\frac {1}{2}}\alpha _{0}\left(T-T_{0}\right)P_{x}^{2}+{\frac {1} {4}}\alpha _{11}P_{x}^{4}+{\frac {1}{6}}\alpha _{111}P_{x}^{6}

Ennek a szabad energiának van egy olyan potenciálja, amelynek két szabadenergia-minimuma van , ahol P s a spontán polarizáció. Ebben a két minimumban a szabad energia első deriváltja a polarizációhoz képest nulla, azaz. ${\displaystyle P=\pm P_{s))$

{\frac {\partial \Delta E}{\partial P_{x))}=\alpha _{0}\left(T-T_{0}\right)P_{x}+\alpha _{ 11}P_{x}^{3}+\alpha _{111}P_{x}^{5}=0

P_{x}\left[\alpha _{0}\left(T-T_{0}\right)+\alpha _{11}P_{x}^{2}+\alpha _{111} P_{x}^{4}\right]=0

Mivel P x = 0 a ferroelektromos fázis maximális szabad energiájának felel meg, a P s spontán polarizációt az egyenlet megoldásából kapjuk:

\alpha _{0}\left(T-T_{0}\right)+\alpha _{11}P_{x}^{2}+\alpha _{111}P_{x}^{4 }=0

ahol

P_{s}^{2}={\frac {1}{2\alpha _{111))}\left[-\alpha _{11}\pm {\sqrt {\alpha _{11} ^{2}-4\alpha _{0}\alpha _{111}\left(T-T_{0}\right)}}\right]

és a negatív négyzetgyököt adó megoldások kiküszöbölése (első vagy második típusú fázisátalakulások esetén) a kifejezéshez vezet

P_{s}={\sqrt {{\frac {1}{2\alpha _{111}}}\left[-\alpha _{11}+{\sqrt {\alpha _{11}^ {2}-4\alpha _{0}\alpha _{111}\left(T-T_{0}\right)}}\right]}}

Ugyanezt a megközelítést alkalmazva a spontán polarizációt így írjuk $\alpha _{11}=0$

P_{s}={\sqrt {\sqrt {-{\frac {\alpha _{0}\left(T-T_{0}\right)}{\alpha _{111))))} }

A hiszterézis hurkot (P x az E x függvényében ) a szabad energia tágulásából kapjuk egy másik elektrosztatikus tag, E x P x hozzáadásával , az alábbiak szerint

\Delta E={\frac {1}{2}}\alpha _{0}\left(T-T_{0}\right)P_{x}^{2}+{\frac {1} {4}}\alpha _{11}P_{x}^{4}+{\frac {1}{6}}\alpha _{111}P_{x}^{6}-E_{x}P_{ x}

{\frac {\partial \Delta E}{\partial P_{x))}=\alpha _{0}\left(T-T_{0}\right)P_{x}+\alpha _{ 11}P_{x}^{3}+\alpha _{111}P_{x}^{5}-E_{x}=0

E_{x}=\alpha _{0}\left(T-T_{0}\right)P_{x}+\alpha _{11}P_{x}^{3}+\alpha _{ 111}P_{x}^{5}

E x függőségi grafikonja P x -en tükröződik a 45 fokos szögben dőlt egyeneshez képest, és megkapjuk P x E x -től való függését , amely úgy néz ki, mint az "S" betű. Az S betű középső része a szabad energia lokális maximumának felel meg (mert ). Ennek a tartománynak a kizárása és az S-görbe felső és alsó részének függőleges vonalakkal történő összekapcsolása a folytonossági pontoknál hiszterézis hurkot eredményez. ${\frac {\partial ^{2}\Delta E}{\partial P_{x}^{2))}<0$

Jegyzetek

↑ Werner Kanzig. Ferroelektromos és antiferroelektromos szerek // Szilárdtest-fizika / Frederick Seitz; T. P. Das ; David Turnbull; EL Hahn. - Akadémiai Kiadó, 1957. - 1. köt. 4. - P. 5. - ISBN 978-0-12-607704-9 .
↑ M. Vonalak. A ferroelektromos anyagok és kapcsolódó anyagok elvei és alkalmazásai. - Clarendon Press, Oxford, 1979. - ISBN 978-0-19-851286-8 .
↑ Lásd J. Valasek (1920). "Piezoelektromos és rokon jelenségek a Rochelle-sóban" . Fizikai áttekintés . 15. (6). Bibcode : 1920PhRv...15..505. . DOI : 10.1103/PhysRev.15.505 . Archiválva az eredetiből, ekkor: 2021-01-12 . Letöltve: 2020-12-22 . Elavult használt paraméter |deadlink=( súgó )és J. Valasek (1921). "Piezoelektromos és szövetséges jelenségek a Rochelle-sóban" . Fizikai áttekintés . 17 (4). Bibcode : 1921PhRv...17..475V . DOI : 10.1103/PhysRev.17.475 . Archiválva az eredetiből, ekkor: 2021-01-12 . Letöltve: 2020-12-22 . Elavult használt paraméter |deadlink=( súgó )
↑ Lines & Glass, 1981 , p. 13.
↑ Lines & Glass, 1981 , p. tizennégy.
↑ Lines & Glass, 1981 , p. tizenöt.
↑ Lines & Glass, 1981 , p. 16.
↑ Lines & Glass, 1981 , p. 17.
↑ Chiang, Y. et al. : Physical Ceramics, John Wiley & Sons 1997, New York
↑ Safari, Ahmad. Piezoelektromos és akusztikus anyagok jelátalakító alkalmazásokhoz . - Springer Science & Business Media, 2008. - 21. o . — ISBN 978-0387765402 .
↑ 1 2 Sivukhin D.V. A fizika általános kurzusa. - M . : Nauka , 1977. - T. III. Elektromosság. - S. 166. - 688 p.
↑ JF Scott. Ferroelektromos emlékek. - Springer, 2000. - ISBN 978-3-540-66387-4 .
↑ M. Dawber (2005). "Vékonyrétegű ferroelektromos oxidok fizikája". Szemle a modern fizikáról . 77 (4). arXiv : cond-mat/0503372 . Bibcode : 2005RvMP...77.1083D . DOI : 10.1103/RevModPhys.77.1083 .
↑ M.Ye. Zhuravlev (2005). "Óriási elektromos ellenállás a ferroelektromos alagút csomópontokban". Fizikai áttekintő levelek . 94 (24): 246802-4. arXiv : cond-mat/0502109 . Iránykód : 2005PhRvL..94x6802Z . DOI : 10.1103/PhysRevLett.94.246802 .
↑ Ramesh, R. (2007). „Multiferroics: Haladás és kilátások a vékonyrétegekben”. természeti anyagok . 6 (1):21-9. Bibcode : 2007NatMa...6...21R . DOI : 10.1038/nmat1805 . PMID 17199122 .W. Eerenstein (2006). "Multiferroikus és magnetoelektromos anyagok". természet . 442 (7104): 759-65. Bibcode : 2006Natur.442..759E . DOI : 10.1038/nature05023 . PMID 16915279 ., Spaldin, N. A. (2005). „A magnetoelektromos multiferroika reneszánsza”. tudomány . 309 (5733): 391-2. DOI : 10.1126/tudomány.1113357 . PMID 16020720 . M. Fiebig (2005). "A magnetoelektromos hatás újraélesztése". Journal of Physics D: Applied Physics . 38 (8). Irodai kód : 2005JPhD...38R.123F . DOI : 10.1088/0022-3727/38/8/R01 .
↑ Parravano, G. (1952. február). "Ferroelektromos átmenetek és heterogén katalízis" . The Journal of Chemical Physics . 20 (2): 342-343. Bibcode : 1952JChPh..20..342P . DOI : 10.1063/1.1700412 .
↑ Kakekhani, Arvin (2016. augusztus). Ferroelektromos anyagok: Útvonal a kapcsolható felületi kémiához és katalízishez. felszíntudomány . 650 , 302-316. Iránykód : 2016SurSc.650..302K . DOI : 10.1016/j.susc.2015.10.055 .
↑ Kolpak, Alexie M. (2007-04-16). „Polarizációs hatások a ${\mathrm{PbTiO}}_{3}$-támogatott Pt-filmek felületi kémiájára”. Fizikai áttekintő levelek . 98 (16): 166101. doi : 10.1103 /PhysRevLett.98.166101 . PMID 17501432 .
↑ Yun, Yang (2007. december). „Ferroelektromos polírozás használata az oxidfelületek adszorpciójának megváltoztatására”. Az American Chemical Society folyóirata . 129 (50): 15684-15689. DOI : 10.1021/ja0762644 . PMID 18034485 .
↑ Kakekhani, Arvin (2015. június 29.). Ferroelektromos alapú katalízis: kapcsolható felületi kémia. ACS katalízis . 5 (8): 4537-4545. Irodai kód : 2015APS..MARY26011K . DOI : 10.1021/acscatal.5b00507 .
↑ Laursen, Anders B. (2011. december). „A Sabatier-elv katalitikus H 2 O 2 lebontásával fémfelületeken” . Journal of Chemical Education . 88 (12): 1711-1715. Irodai kód : 2011JChEd..88.1711L . DOI : 10.1021/ed101010x .
↑ Seh, Zhi Wei (2017. január 13.). „Az elmélet és a kísérlet ötvözése az elektrokatalízisben: Betekintés az anyagtervezésbe” (PDF) . tudomány . 355 (6321): eaad4998. doi : 10.1126/science.aad4998 . PMID28082532 _ _ Archivált (PDF) az eredetiből ekkor: 2021-01-12 . Letöltve: 2020-12-22 . Elavult használt paraméter |deadlink=( súgó )
↑ Zhang, Yan (2017). „Elektrokémiai folyamatok irányítása energiagyűjtő anyagok és eszközök felhasználásával”. Chemical Society vélemények . 46 (24): 7757-7786. doi : 10.1039/ c7cs00387k . PMID 29125613 .
↑ Fang, Liang. Ferroelektromos anyagok a fotokatalízisben // Ferroelektromos anyagok energetikai alkalmazásokhoz / Liang Fang, Lu You, Jun-Ming Liu. — 2018. — P. 265–309. — ISBN 9783527807505 . - doi : 10.1002/9783527807505.ch9 .
↑ Benke, Annegret (2015. július 30.). „Piroelektromos meghajtású •OH-generálás bárium-titanáttal és palládium-nanorészecskékkel”. The Journal of Physical Chemistry C. 119 (32): 18278-18286. doi : 10.1021/ acs.jpcc.5b04589 .
↑ Kakekhani, Arvin (2016). „Ferroelektromos oxid felületi kémia: vízhasadás piroelektromos úton”. Journal of Materials Chemistry A. 4 (14): 5235-5246. DOI : 10.1039/C6TA00513F .
↑ Starr, Matthew B. (2012. június 11.). „Piezopotenciálvezérelt redox reakciók piezoelektromos anyagok felszínén.” Angewandte Chemie International Edition . 51 (24): 5962-5966. DOI : 10.1002/anie.201201424 . PMID 22556008 .
↑ Golovnin et al., 2016 , p. 12-13.
↑ Lines & Glass, 1981 , p. 76.
↑ P. Chandra és PB Littlewood (2006), A Landau Primer for Ferroelectrics, arΧiv : cond-mat/0609347 .

Irodalom

Sivukhin DV Általános fizika tanfolyam. - M . : Nauka , 1977. - T. III. Elektromosság. - S. 160-173. — 688 p.
M. Lines, A. Glass. Ferroelektromos anyagok és kapcsolódó anyagok. — M .: Mir, 1981. — 736 p.
B. A. Strukov, A. P. Levanyuk. A ferroelektromos jelenségek fizikai alapjai kristályokban. — M .: Nauka, 1995. — 304 p. — ISBN 5-02-014865-2 .
G. A. Szmolenszkij. Új ferroelektromos és antiferroelektromos anyagok // UFN. - 1957. - T. 62 . - S. 41-69 . - doi : 10.3367/UFNr.0062.195705b.0041 .
L. M. Blinov, V. M. Fridkin, S. P. Palto, A. V. Bune, P. A. Dauben, S. Ducharme. Kétdimenziós ferroelektromos elemek // UFN. - 2000. - S. 247-262 . - doi : 10.3367/UFNr.0170.200003b.0247 .
Golovnin V. A., Kaplunov I. A., Malyshkina O. V., Pedko B. B., Movchikova A. A. Piezoanyagok fizikai alapjai, kutatási módszerei és gyakorlati alkalmazása. — M .: Technosfera, 2016. — 272 p. - ISBN 978-5-94836-352-3 .
A ferroelektrikumok fizikája: modern szemlélet / Szerk. K. M. Rabe, C. G. Ana, J.-M. Triskona; per. angolról. B. A. Strukova, A. I. Lebedeva. - 3. kiadás - M . : Tudáslaboratórium, 2015. - 443 p. - ISBN 978-5-9963-2535-1 .
Kondenzált közegek fizikája. / Szerk. B. A. Strukov, V. A. Gribov .. - Modern természettudomány: enciklopédia 10 kötetben. - M. : MAGISTR-PRESS, 2000. - T. 05. - 288 p. - 5500 példány. — ISBN 5-89317-137-3 . (Orosz)

Linkek

Az anyag termodinamikai állapotai

Fázis állapotok

Az összesítés állapota Fázis egyensúly Fázisszabály fázisdiagram Állapotegyenlet
Szilárd	kristályok Monokristály polikristály Kristály
mezofázis	Amorf testek üveges állapot folyékony kristály Nematikus Smectic koleszterikus Oszlopos fázis Mesogen Membrán
Folyékony	Ideális folyadék Metastabil állapot túlhevített folyadék túlhűtött folyadék kinyújtott folyadék Olvadás szuperkritikus folyadék
Gáz	Ideális gáz igazi gáz Gőz Telített gőz túlhevített gőz túltelített gőz
Vérplazma	elektromágneses Kvark-gluon plazma Glazma
Alacsony hőmérséklet	bose kondenzátum Fermion kondenzátum kvantumgáz bose gáz Fermi gáz degenerált gáz kvantumfolyadék bose folyadék Fermi folyadék szuperfolyékony szilárd Jelenségek Szupra folyékonyság Szupravezetés
Egyéb	furcsa ügy fotonikus molekula színes üveg kondenzátum

Fázisátmenetek

Első fajta

Második fajta

elektromos jelenségekben	ferroelektromos Antiferroelektromos
mágneses jelenségekben	ferromágnesek Paramágnesek Antiferromágnesek

kvantum

lambda pont

Diszpergált rendszerek

Gélek
- Airgel
Megoldások
kolloid rendszerek
- durva
- Szabadon diszpergált kolloid
Sol
Festékszóró
- Füst
- Por
- Köd
- köd
Felfüggesztés
Emulzió

Lásd még