热释电效应的原理与进展ppt
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一是热释电效应的表征和热释电性的测量方 法；
二是热释电效应的微观机制，热释电效应与 相变的关系及热释电材料应用的一些问题。
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5
热释电效应
热释电效应指的是极化强度随温度改变而表 现出的电荷释放现象，宏观上是温度的改变 在材料的两端出现电压或产生电流。 考虑一个单畴化的铁电体，其中极化强度的 排列使靠近极化矢量两端的表面附近出现束 缚电荷。在热平衡状态下，这些束缚电荷被 等量反号的自由电荷所屏蔽，所以铁电体对 外界并不显示电的作用。
在均匀受热(冷却)的前提下，根据实验过 程中的机械边界条件可将热释电效应分为 两类。
如果样品受到夹持(应变恒定)，则热释电 效应仅来源于温度改变造成的极化改变， 称为初级热释电效应(primary)或恒应变热 释电效应。
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12
通常，样品在变温过程中并不受到夹持，而 是处于自由的(应力恒定)的状态。在这种情 况下，样品因为热膨胀发生的形变通过压电 效应改变极化，这一部分贡献叠加到初级热 释电效应上。恒应力样品在均匀变温时表现 出来的这一附加的热释电效应称为次级热释 电效应热释电效应(secondary) 。
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16
热释电系数以及与其他参量的关系
热释电系数和电热系数
弹性电介质的热力学状态可由温度T,熵S,电 场E，电位移D，应力X和应变x这三对物理量 来描述。先考虑取T,E,X为独立变量的情况下， 此时电位移的微分形式可写为：
dm D D X m i E ,TdiX D E m n X,TdnE D T m X,EdT
热释电效应 Pyroelectric Effect
热释电效应； 表征和测量； 微观机制； 相变和应用。
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1
电介质材料之间的关系
电介质材料 压电材料 热释电材料 铁电材料
压电陶瓷材料
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2
约在公元前300年人们就发现了热释电效应。 不过热释电的现代名称pyroelectricity是 1824年才由布鲁斯特引入的。热释电效应很 早就被发现的原因是他们很容易显示出来。 关于热释电效应的最早的记录就是电气石吸 引轻小物体。早期主要是对现象的描述，从 19世纪末开始，随着近代物理的发展，关于 热释电效应的定量和理论的研究日益发展。
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13
恒应力条件下的热释电效应是初级和次级热 释电效应的叠加。恒应力热释电系数等于初 级热释电系数与次级热释电系数之和。
热释电器件中的热释电体往往既非受夹持， 也非完全自由，而是出于部分夹持状态。这 种情况下热释电系数被称为部分夹持热释电 系数。
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14
如果样品被非均匀的加热(冷却),则其中将形 成应力梯度，后者通过压电效应也对热释电效 应有贡献，这种因非均匀变温引入的热释电效 应为第三热释电效应（tertiary）或假 （false）热释电效应。称为假热释电效应是 因为任何压电体都可能表现出这种热释电效应， 而在均匀变温的条件下，不属于极性点群的压 电体是不可能Fra Baidu bibliotek热释电效应的。在测量时要保 证样品受热均匀，以排除假热释电效应。
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3
在二十世纪六十年代以来，激光和红外技术 的发展极大的促进了热释电效应及其应用的 研究，丰富和发展了热释电理论，发现和改 变了一些重要的热释电材料，研制了性能优 良的热释电探测器和热释电摄像管等热释电 器件。热释电效应及其应用已经成为凝聚态 物理和技术中活跃的研究领域之一。
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4
这里主要介绍两部分内容。
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d m D d E m ,T d ii X E m ,T d n n E p E m ,X d ,( 8 . T 3 )
式中下标m=13,i=16,上标指保持恒定的物 理量。右边第一和第二项分别反映了压电性 和介电性，第三项反映的是热释电性。 如果应力和电场保持恒定（或为零），则有：
dm D p E m ,X dT(8 .4 )
有热释电效应。
-
8
热释电效应的强弱用热释电系数来表示。 假设整个晶体的温度均匀的改变了一个小 量ΔT，则极化的改变可由下式给出：
PpT, (8.1)
式中p是热释电系数，它是一个矢量，一般 有三个非零分量
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9
pm P T m, m1,2,3, (8.2)
其单位为C·m-2·K-1。热释电系数符号通常是 相对于晶体压电轴的符号定义的。按照IRE 标准的规定，晶轴的正端沿该轴受张力时 出现正电荷的一端。在加热时，如果靠正 端的一面产生正电荷，就定义热释电系数 为正，反之为负。
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6
当温度改变时，极化强度发生变化，原先的自 由电荷不能再完全屏蔽束缚电荷，于是表面出 现自由电荷，他们在附近空间形成电场，对带 电微粒有吸引或者排斥作用。通过与外电路连 接，则可在电路中观测到电流。升温和降温两 种情况下电流的方向相反，与铁电体中的压电 效应相似，热释电效应中电荷或电流的出现是 由于极化改变后对自由电荷的吸引能力发生变 化，使在相应表面上自由电荷增加或减少。
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7
与压电效应不同的是，热释电效应中极化的改
变由温度变化引起，压电效应中极化的改变则
是由应力造成的。
属于具有特殊极性方向的10个极性点群的晶体
具有热释电性，所以常称它们为热释电体。其
中大多数的极化可因电场作用而重新取向，是
铁电体。经过强直流电场处理的铁电陶瓷和驻
极体，其性能可按极性点群晶体来描写，也具
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10
铁电体的自发极化一般随温度升高而减小， 故热释电系数为负。但相反的情况也是有的， 例如罗息盐在其居里点附近自发极化随温度 升高而增大。
在研究热释电效应时，必须注意边界条件和 变温的方式。因为热释电体都具有压电性， 所以温度改变时发生的形变也会造成极化的 改变，这也是对热释电效应的贡献。
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11
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15
以上讨论的都是可称为矢量热释电效应，因 为它反映的是电偶极矩(矢量)随温度的变化。 一般来说晶体也具有电四极矩，后者在温度 改变时也会发生变化，这种变化应该用张量 来描述，因而称为张量热释电系数，虽然有 迹象表明，这种现象很可能是存在的，但还 没有得到确切的证实。一般认为，即使它存 在也是非常微弱的。
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18
现在讨论热释电系数与其它参量的关系。因 为独立变量为温度，电场和应力，故特征函 数为吉布斯自由能
G U T X i x S i E m D m ( 8 . 5 )
二是热释电效应的微观机制，热释电效应与 相变的关系及热释电材料应用的一些问题。
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热释电效应
热释电效应指的是极化强度随温度改变而表 现出的电荷释放现象，宏观上是温度的改变 在材料的两端出现电压或产生电流。 考虑一个单畴化的铁电体，其中极化强度的 排列使靠近极化矢量两端的表面附近出现束 缚电荷。在热平衡状态下，这些束缚电荷被 等量反号的自由电荷所屏蔽，所以铁电体对 外界并不显示电的作用。
在均匀受热(冷却)的前提下，根据实验过 程中的机械边界条件可将热释电效应分为 两类。
如果样品受到夹持(应变恒定)，则热释电 效应仅来源于温度改变造成的极化改变， 称为初级热释电效应(primary)或恒应变热 释电效应。
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通常，样品在变温过程中并不受到夹持，而 是处于自由的(应力恒定)的状态。在这种情 况下，样品因为热膨胀发生的形变通过压电 效应改变极化，这一部分贡献叠加到初级热 释电效应上。恒应力样品在均匀变温时表现 出来的这一附加的热释电效应称为次级热释 电效应热释电效应(secondary) 。
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热释电系数以及与其他参量的关系
热释电系数和电热系数
弹性电介质的热力学状态可由温度T,熵S,电 场E，电位移D，应力X和应变x这三对物理量 来描述。先考虑取T,E,X为独立变量的情况下， 此时电位移的微分形式可写为：
dm D D X m i E ,TdiX D E m n X,TdnE D T m X,EdT
热释电效应 Pyroelectric Effect
热释电效应； 表征和测量； 微观机制； 相变和应用。
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电介质材料之间的关系
电介质材料 压电材料 热释电材料 铁电材料
压电陶瓷材料
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约在公元前300年人们就发现了热释电效应。 不过热释电的现代名称pyroelectricity是 1824年才由布鲁斯特引入的。热释电效应很 早就被发现的原因是他们很容易显示出来。 关于热释电效应的最早的记录就是电气石吸 引轻小物体。早期主要是对现象的描述，从 19世纪末开始，随着近代物理的发展，关于 热释电效应的定量和理论的研究日益发展。
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恒应力条件下的热释电效应是初级和次级热 释电效应的叠加。恒应力热释电系数等于初 级热释电系数与次级热释电系数之和。
热释电器件中的热释电体往往既非受夹持， 也非完全自由，而是出于部分夹持状态。这 种情况下热释电系数被称为部分夹持热释电 系数。
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如果样品被非均匀的加热(冷却),则其中将形 成应力梯度，后者通过压电效应也对热释电效 应有贡献，这种因非均匀变温引入的热释电效 应为第三热释电效应（tertiary）或假 （false）热释电效应。称为假热释电效应是 因为任何压电体都可能表现出这种热释电效应， 而在均匀变温的条件下，不属于极性点群的压 电体是不可能Fra Baidu bibliotek热释电效应的。在测量时要保 证样品受热均匀，以排除假热释电效应。
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在二十世纪六十年代以来，激光和红外技术 的发展极大的促进了热释电效应及其应用的 研究，丰富和发展了热释电理论，发现和改 变了一些重要的热释电材料，研制了性能优 良的热释电探测器和热释电摄像管等热释电 器件。热释电效应及其应用已经成为凝聚态 物理和技术中活跃的研究领域之一。
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这里主要介绍两部分内容。
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d m D d E m ,T d ii X E m ,T d n n E p E m ,X d ,( 8 . T 3 )
式中下标m=13,i=16,上标指保持恒定的物 理量。右边第一和第二项分别反映了压电性 和介电性，第三项反映的是热释电性。 如果应力和电场保持恒定（或为零），则有：
dm D p E m ,X dT(8 .4 )
有热释电效应。
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热释电效应的强弱用热释电系数来表示。 假设整个晶体的温度均匀的改变了一个小 量ΔT，则极化的改变可由下式给出：
PpT, (8.1)
式中p是热释电系数，它是一个矢量，一般 有三个非零分量
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pm P T m, m1,2,3, (8.2)
其单位为C·m-2·K-1。热释电系数符号通常是 相对于晶体压电轴的符号定义的。按照IRE 标准的规定，晶轴的正端沿该轴受张力时 出现正电荷的一端。在加热时，如果靠正 端的一面产生正电荷，就定义热释电系数 为正，反之为负。
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当温度改变时，极化强度发生变化，原先的自 由电荷不能再完全屏蔽束缚电荷，于是表面出 现自由电荷，他们在附近空间形成电场，对带 电微粒有吸引或者排斥作用。通过与外电路连 接，则可在电路中观测到电流。升温和降温两 种情况下电流的方向相反，与铁电体中的压电 效应相似，热释电效应中电荷或电流的出现是 由于极化改变后对自由电荷的吸引能力发生变 化，使在相应表面上自由电荷增加或减少。
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与压电效应不同的是，热释电效应中极化的改
变由温度变化引起，压电效应中极化的改变则
是由应力造成的。
属于具有特殊极性方向的10个极性点群的晶体
具有热释电性，所以常称它们为热释电体。其
中大多数的极化可因电场作用而重新取向，是
铁电体。经过强直流电场处理的铁电陶瓷和驻
极体，其性能可按极性点群晶体来描写，也具
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铁电体的自发极化一般随温度升高而减小， 故热释电系数为负。但相反的情况也是有的， 例如罗息盐在其居里点附近自发极化随温度 升高而增大。
在研究热释电效应时，必须注意边界条件和 变温的方式。因为热释电体都具有压电性， 所以温度改变时发生的形变也会造成极化的 改变，这也是对热释电效应的贡献。
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以上讨论的都是可称为矢量热释电效应，因 为它反映的是电偶极矩(矢量)随温度的变化。 一般来说晶体也具有电四极矩，后者在温度 改变时也会发生变化，这种变化应该用张量 来描述，因而称为张量热释电系数，虽然有 迹象表明，这种现象很可能是存在的，但还 没有得到确切的证实。一般认为，即使它存 在也是非常微弱的。
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现在讨论热释电系数与其它参量的关系。因 为独立变量为温度，电场和应力，故特征函 数为吉布斯自由能
G U T X i x S i E m D m ( 8 . 5 )